Vergleich von gemusterten Metallelektroden vom Nanoloch-Typ und vom Nanosäulen-Typ, die in organischen Solarzellen eingebaut sind

Karten der integrierten Absorptionseffizienz in der aktiven Schicht (η _Ich ) gegenüber der Füllung und der Höhe der angeordneten Muster in Gerät A (a ) und Gerät B (b ) wenn p _A (oder p _B ) = 350 nm. Am bezeichneten Punkt A (mit f _A = 0,1 und h _A = 45 nm) und Punkt B (mit f _B = 0.3 und h _B = 65 nm), Gerät A bzw. Gerät B erzeugen das optimale η _Ich . Die gestrichelte Kurve stellt die Konturlinie der integrierten Absorptionseffizienz dar, die der der planaren Kontrolle entspricht

Es ist auch zu bemerken, dass das Gitter im optimierten Gerät A etwas flacher ist als das im optimierten Gerät B. Es ist bekannt, dass mit der Erhöhung der Gitterhöhe die plasmonischen Moden stärker werden könnten. Es bringt jedoch auch die Abnahme des Volumens des Aktivmaterials voran. Die Kombination dieser beiden Faktoren führt zu einer optimalen Gitterhöhe, wenn die η _Ich wird maximiert. Da jedoch die Querschnittsfläche des Metalls in der xy Ebene für das optimierte Gerät A ist etwa viermal größer als die für das optimierte Gerät B, eine Erhöhung der Gitterhöhe um dieselbe Maßnahme könnte eine viel größere Verringerung des Volumens des aktiven Materials in Gerät A bewirken als in Gerät B. Dies könnte Dies ist der Grund dafür, dass die optimale Höhe für Gerät A kleiner ist als die für Gerät B. Unsere Berechnung zeigt auch, dass bei einer Erhöhung der Gitterhöhe des optimierten Geräts A auf 65 nm die Absorption im kurzwelligen Bereich (< 600 nm) abnimmt offensichtlich (nicht gezeigt) aufgrund der scheinbaren Verringerung des Volumens des aktiven Materials, während für Vorrichtung B eine Verringerung von h _B von 65 bis 45 nm führt zu einer vernachlässigbaren Verschlechterung der Absorption über den untersuchten Wellenlängenbereich, da die Volumenänderung des aktiven Materials sehr gering ist.

Abbildung 3a, b zeigen die Absorptionsspektren des optimalen Geräts A bzw. des optimalen Geräts B. Zum Vergleich ist auch das Absorptionsspektrum des Steuergeräts durch die gestrichelte Linie aufgetragen. In Abb. 3b ist zu sehen, dass die Absorptionseffizienz (η ) von Gerät B ist über den gesamten Wellenlängenbereich größer als der der Kontrolle. Aber für Vorrichtung A, wie in Fig. 3a gezeigt, nimmt die Absorption im Wellenlängenbereich um 650 nm ab; der Grund dafür, dass die integrierte Absorptionseffizienz so hoch ist wie die von Vorrichtung B, liegt an der relativ größeren Absorption im Wellenlängenbereich von weniger als 550 nm. Um die physikalischen Ursprünge der beobachteten Absorptionsverbesserung aufzuklären, berechnen wir die relative Absorptionsänderung für die beiden optimierten Geräte gegenüber der des Kontrollgeräts (∆η ) (η /η _Kontrolle − 1) im untersuchten Wellenlängenbereich wie in Abb. 3c, d gezeigt. Auch hier zeigen die Spektren des Absorptionsverstärkungsfaktors für die beiden optimierten Geräte Ähnlichkeiten miteinander.

a Absorptionsspektren in der aktiven Schicht (durchgezogen) für Gerät A (a ) und Gerät B (b ) gegenüber dem des planaren Steuerelements (gestrichelt). Spektren der relativen Absorptionsänderung für Gerät A (c ) und Gerät B (d ). Fünf Verstärkungspeaks sind in c . gekennzeichnet mit λ _1A = 830 nm, λ _2A = 724 nm, λ _3A = 470 nm, λ _4A = 440 nm und λ _5A = 416 nm, und die anderen fünf sind in d . gekennzeichnet mit λ _1B = 832 nm, λ _2B = 720 nm, λ _3B = 510 nm, λ _4B = 498 nm und λ _5B = 468 nm. Gerät A und Gerät B sind die Geräte mit dem optimalen η _Ich in Abb. 2

An der Absorptionsbandenkante des aktiven Materials gibt es einen offensichtlichen Verstärkungspeak mit ∆η viel größer als 1 [d. h. λ _1A = 832 nm (oder λ _1B = 830 nm) mit ∆η = 222% (oder 219%) wie angegeben]. Wenn die Wellenlänge kürzer wird, gibt es einen weiteren kleineren Verstärkungspeak [d. h. λ _2A = 720 nm (oder λ _2B = 724 nm) mit ∆η = 4% (oder 10%) wie angegeben]. Abbildung 4a, b zeigen die Karten der elektrischen und magnetischen Verteilungen (unter TM-Polarisation) bei verschiedenen Querschnitten bei λ _1A und λ _2A , bzw. Aus den Karten von |E | um z = h _A (Teilplots von i in Abb. 4a, b) ist offensichtlich zu sehen, dass die dipolähnlichen lokalisierten Plasmonenresonanzen (LPRs) entlang des y . angeregt werden -Achse bei λ _1A und entlang der x -Achse bei λ _2A , bzw. Obwohl die einfallende Polarisation entlang der x . verläuft -Achse beobachten wir, dass die dipolartige LPR bei λ _1A ist entlang des y . polarisiert -Achse, da eine solche 3D-Struktur das elektrische Feld in Richtung y . streuen kann -Achse. Aus den Karten von |H | um y = p _A /2 (Teilplots von iii in Abb. 4a, b), sehen wir, dass sich ausbreitende Oberflächenplasmonenpolaritonen (SPPs) an der Grenzfläche Metall/Dielektrikum in der Ebene von z . angeregt werden = h _A , das aufgrund der Reflexion von der Grenze der Nanolöcher auf der Oberseite des hervorstehenden Metallgrats gefangen wird. Die gefangenen Modi von |H | Resonanzen an diesen beiden Spitzen sind von unterschiedlicher Ordnung. Es ist zu sehen, dass bei λ _1A , das |H | Feld bei z = h _A (Teilplot von ii in Abb. 4a) hat zwei Knoten (mit der minimalen Amplitude) entlang der x -Achse und ein Knoten entlang der y -Achse, während bei λ _2A , es gibt nur einen Knoten entlang der beiden x- und y -Achsen (Teilplot von ii in Abb. 4b). Beeinflusst von den sich ausbreitenden SPPs, |E | bei λ _1A zeigt eine Aufspaltung um die Nanolochkante bei x = 0, was gegenüber dem standardmäßigen dipolähnlichen Profil verzerrt ist. Es wird bei λ . notiert _2A , |E | innerhalb des Nanolochs ist ziemlich stark, weil die Anregung von sich ausbreitenden SPPs an der Metall/Dielektrikum-Grenzfläche in der Ebene von z = 0 (d. h. der Boden des Nanolochs) bringt ein konstruktives Interferenzmuster von |E | in der aktiven Schicht (nicht gezeigt). Für Gerät B die Karten der elektrischen und magnetischen Verteilungen unter TM-Polarisation bei verschiedenen Querschnitten bei λ _1B und λ _2B werden auch in Fig. 4c bzw. d angezeigt. Es wird vom |E . aus gesehen | Karten bei z = h _B dass (Teilplots von i in Abb. 4c, d) für entweder λ _1B oder λ _2B , wird das dipolartige LPR entlang des x . angeregt -Achse, aber es gibt einen zusätzlichen hellen Fleck mittig bei (x = 0, y = ± p _B /2) findet im λ . statt _2B . Der Grund für die Erzeugung dieses zusätzlichen hellen Flecks von |E | bei λ _2B ähnelt dem des starken |E | im Nanoloch bei λ _2A . Hier werden die sich ausbreitenden SPPs am Boden der Nanosäule angeregt (in der Ebene von z = 0) kann im |H . beobachtet werden | Karte bei y = p _B /2 (Teilplots von iii in Abb. 4c, d), was zu einem Interferenzknoten von |H . führt | mit minimaler Amplitude (d. h. einem konstruktiven Interferenzbereich von |E |) einen gewissen Abstand vom Boden des Nanolochs entfernt. Das konstruktive Interferenzmuster von |E | wird als heller Fleck angezeigt, wenn es in den Ebenen von z . beobachtet wird = h _B und von z = ± p _B /2 (nicht gezeigt) am Höhepunkt von λ _2B . Anders bei λ _1B , sind die sich ausbreitenden SPPs stark in der Ebene von z . gefangen = 0 mit zwei Knoten entlang der x -Achse (wie im |H gezeigt | Karte bei y = p _B /2 in Abb. 4c), die stark mit den sich ausbreitenden SPPs gekoppelt ist, die an der oberen Oberfläche der metallischen Nanosäule angeregt werden (wie in der |H | Karte bei z = h _B ) (Teilplots von ii in Abb. 4c, d). Obwohl die sich ausbreitenden SPPs auch an der oberen Oberfläche der metallischen Nanosäule bei λ . angeregt werden _2B , seine Amplitude ist viel geringer als bei λ _1B auf der Ebene von z =0. Zusammenfassend ist bei den zuvor untersuchten zwei Peaks für Gerät A und zwei Peaks für Gerät B die Hybridisierung zwischen den dipolartigen LPRs und sich ausbreitenden SPPs für das Einfangen von Licht in den OSC-Geräten verantwortlich.

Feldkarten unter TM-Polarisation bei verschiedenen Wirkungsquerschnitten an den Peaks von λ _1A (a ), λ _2A (b ), λ _1B (c ) und λ _2B (d ). Erste Reihe |E | um z = h _A oder h _B , mittlere Reihe |H | um z = h _A oder h _B , und untere Reihe |H | um y = p _A /2 oder p _B /2. Die Peaks sind wie in Abb. 3 gekennzeichnet

Aus den Verstärkungsspektren, wie in Fig. 3c, d gezeigt, sieht man, dass im Wellenlängenbereich von weniger als 600 nm eine breite Verstärkungserhebung mit mehreren Peaks stattfindet. Wenn die Periodizität des PME-Musters abnimmt, verschwinden die Mehrfachpeaks, während nur der breite Verstärkungshügel übrig bleibt. Bevor also die Feldverteilungen an den Absorptionspeaks im kurzwelligen Bereich untersucht werden, sind die Einflüsse der Periodizität des PME-Musters (p _A oder p _B ) auf die Absorptionsleistung durchgeführt werden, wobei die Gitterhöhe und der Füllgrad der PME für Gerät A (bzw. Gerät B) gleich der entsprechenden optimalen Auslegung sind. Abbildung 5a, b zeigen die Absorptionsspektren bei abgestimmten Periodizitäten für Gerät A bzw. Gerät B. Es wurde festgestellt, dass für jedes Gerät aufgrund lokalisierter Resonanzmoden (z. Dies ist genau der Ursprung des breiten Verstärkungspeaks, der bei Wellenlängen unter 600 nm beobachtet wird. Gleichzeitig gibt es auch einige gebogene Absorptionsbänder, die empfindlich auf das gebildete Gittermoment reagieren, insbesondere wenn die Periodizität groß wird. Es liegt auf der Hand, dass diese gebogenen Absorptionsbanden aufgrund der Phasenanpassung zwischen den Ausbreitungskonstanten der SPP-Moden und den reziproken Vektoren des 2D-Gitters erzeugt werden (hier gibt es keinen Impuls einfallender Photonen in der Ebene bei senkrechtem Einfall). Je länger die einfallende Wellenlänge ist, desto kleiner ist die Ausbreitungskonstante einer bestimmten SPP-Mode, entsprechend größer die Gitterperiode, um einen kleineren reziproken Vektor für die Phasenanpassung zu erzeugen. Wenn die gebogenen Absorptionsbänder die geraden Bänder kreuzen, tritt eine Modenaufspaltung auf, die den breiten Verstärkungshügel mit mehreren Spitzen verursacht. Die integrierte Absorptionseffizienz ist optimal bei p _A (oder p _B ) = 350 nm, wenn die lokalisierten Resonanzmoden mit den gebogenen Oberflächenmoden nur über den kurzen Wellenlängenbereich für Vorrichtung A (oder Vorrichtung B) hybridisiert sind, wie in Fig. 5c (oder Fig. 5d) gezeigt. Bei nicht senkrechtem Einfall verschieben sich die Oberflächenmoden mit dem Einfallswinkel, um die Phasenanpassungsbedingung (nicht gezeigt) zu erfüllen, obwohl unsere Studie widerspiegelt, dass die integrierten Absorptionseffizienzen entweder unter TM- oder TE-Polarisation für beide Geräte nahezu winkelunempfindlich sind, da gezeigt in Abb. 5e, f.

a , b Die Absorptionsspektren, wenn die Periodizitäten der PME-Muster bei senkrechtem Einfall für Gerät A (a ) und Gerät B (b ). Die integrierte Absorptionseffizienz in der aktiven Schicht (η _Ich ) im Vergleich zur Periodizität für Gerät A (c ) und Gerät B (d ) mit der gestrichelten Linie für η _Ich für das Steuergerät. η _Ich gegen den Einfallswinkel θ bei TM- oder TE-Polarisation für das optimale Gerät A (e ) und Gerät B (f )

Hier untersuchen wir die Feldverteilungen von drei ausgewählten Verstärkungspeaks im kurzen Wellenlängenbereich für jedes Gerät, d. h. λ _3A = 470 nm, λ _4A = 440 nm und λ _5A = 416 nm wie in Abb. 3c und λ . gekennzeichnet _3B = 510 nm, λ _4B = 498 nm und λ _5B = 468 nm, wie in Fig. 3d gekennzeichnet. Abbildung 6a zeigt die Feldkarten (unter TM-Polarisation) bei verschiedenen Querschnitten an den drei Peaks für das optimale Gerät A. Es ist ersichtlich, dass die Ähnlichkeiten der Karten bei verschiedenen Peaks auf den dipolähnlichen LPRs liegen (wie aus dem | E | Karten bei z = h _A ) (Teilplots von i–iii in Abb. 6a) sowie die sich ausbreitenden SPPs, die an der Oberfläche des hervorstehenden Metallgrats gefangen sind (von |H . aus gesehen) | Karten bei z = h _A ) (Nebenplots von iv–vi in ​​Abb. 6a). Hier sehen wir, dass die sich ausbreitenden SPPs an der Oberfläche des Metallrückens nur einen Knoten entlang der x . haben -Achse, aber kein Knoten entlang des y -Achse bei λ _3A , λ _4A , und λ _5A , die sich von den Fällen bei λ . unterscheiden _1A und λ _2A . Die Unterschiede zwischen den Resonanzen bei λ _3A , λ _4A , und λ _5A ist eindeutig im |H . zu finden | Karten bei z = 0 (Teilplots von vii–ix in Abb. 6a). Die Hülle der sich ausbreitenden SPPs am Boden des Nanolochs (z = 0) wirkt wie ein Ring bei λ _3A , während ein elliptischer Balken mit seiner Längsachse entlang des y -Achse bei λ _5A und ein Ring plus zwei elliptische Balken mit den Längsachsen entlang der y -Achse bei λ _4A . Abbildung 6b zeigt die Feldkarten (unter TM-Polarisation) bei verschiedenen Querschnitten bei λ _3B , λ _4B , und λ _5B für das optimale Bauelement B. Bei allen Peaks werden die dipolartigen LPRs an der oberen Oberfläche der metallischen Nanosäule angeregt, wie in |E . gezeigt | Karten bei z = h _B (Nebenplots von i–iii in Abb. 6b). Darüber hinaus sind die sich ausbreitenden SPPs an der oberen Oberfläche der metallischen Nanosäulen (wie in der |H | Karten bei z = h _B ) (Unterplots von iv–vi in ​​Abb. 6b) sind ähnlich bei λ _3B , λ _4B , und λ _5B . Neben einem hellen Fleck innerhalb der Nanosäule entsteht auch ein heller Ring an der Grenze der Nanosäule bei λ _3B , λ _4B , und λ _5B , die sich von den Fällen bei λ . unterscheiden _1B und λ _2B . Ähnlich wie bei Gerät A sind die Unterschiede zwischen den Peaks von λ _3B , λ _4B , und λ _5B für Gerät B liegen auch auf den Hüllen der sich ausbreitenden SPPs an der Metall/Dielektrikum-Grenzfläche in der Ebene von z = 0 (Teilplots von vii–ix in Abb. 6b). Bei beiden Geräten sind es die Anregungen diverser sich ausbreitender SPP-Modi am unteren Rand der PMEs, die den breiten Verstärkungshöcker im kurzen Wellenlängenbereich verursachen, der mit mehreren winzigen Peaks überlagert ist.

Feldkarten unter TM-Polarisation bei verschiedenen Wirkungsquerschnitten an den Peaks von λ _3A , λ _4A , und λ _5A (a ) und λ _3B , λ _4B , und λ _5B (b ). Erste Reihe |E | um z = h _A oder h _B , mittlere Reihe |H | um z = h _A oder h _B , und untere Reihe |H | um z = 0. Die Peaks sind wie in Abb. 3 gekennzeichnet