Vergelijking van metallische elektroden van het nanogat-type en nanopillar-type die zijn opgenomen in organische zonnecellen

Resultaten en discussie

Afbeelding 2a, b toont de kaarten van η _Ik met gevarieerde roosterhoogte en vulverhouding onder normale inval voor respectievelijk apparaat A en apparaat B. Hier zijn de periodiciteiten van de PME-patronen vastgesteld op 350 nm, wat een geoptimaliseerde waarde is zoals weergegeven in figuur 5c, d. Opgemerkt wordt dat de prestaties van beide apparaten afhankelijk zijn van beide h en f . Voor apparaat A heeft een ondiepe metalen rand met een kleine vulverhouding de voorkeur, terwijl voor apparaat B een hoge metalen rand met een matige vulverhouding de optimale prestaties oplevert. In detail, de geoptimaliseerde η _Ik wordt bereikt om u _A = 45 nm en f _A = 0.1 voor apparaat A (d.w.z. het punt A, zoals aangegeven in figuur 2a) en h _B = 65 nm en f _B = 0,3 voor apparaat B (d.w.z. het punt B, zoals aangegeven in figuur 2b). Het is interessant om te zien dat de geoptimaliseerde η _Ik voor de twee verschillende apparaten zijn hetzelfde (beide gelijk aan 82,4%), verbeterd met 9,9% ten opzichte van die van de controle (75,0%), hoewel er minder actief materiaal wordt gebruikt in apparaat A (of apparaat B). Opgemerkt wordt dat de relatief lage vulverhouding van het geoptimaliseerde apparaat A, overeenkomend met een roosterkam met een breedte van 35 nm, resulteert in hoge fabricageproblemen, terwijl het geoptimaliseerde apparaat B met een vulverhouding van 0,3 (dwz D ik> _B =105 nm) kunnen eenvoudig worden verwerkt door middel van nano-imprinttechnieken [17, 29]. In Fig. 2a, b wordt de contourlijn van de geïntegreerde efficiëntie gelijk aan die van de planaire controle (75,0%) ook aangegeven door de gestreepte curve ter vergelijking. Onder de stippellijn, η _Ik groter is dan die van de controle en vice versa. Hier is te zien dat de regio met verbeterde η _Ik in figuur 2b is behoorlijk groter dan die in figuur 2a, wat aangeeft dat apparaat B minder gevoelig is voor de geometrische parameters dan apparaat A, wat een andere verdienste is van het nanopijler-type PME.

Kaarten van de geïntegreerde absorptie-efficiëntie in de actieve laag (η _Ik ) versus de vulling en de hoogte van de gerangschikte patronen in apparaat A (a ) en apparaat B (b ) wanneer p _A (of p _B ) = 350 nm. Op het aangegeven punt A (met f _A = 0.1 en h _A = 45 nm) en punt B (met f _B = 0.3 en h _B = 65 nm), respectievelijk apparaat A en apparaat B, produceren de optimale η _Ik . De gestippelde curve vertegenwoordigt de contourlijn van de geïntegreerde absorptie-efficiëntie die gelijk is aan die van de planaire controle

Het valt ook op dat het rooster in het geoptimaliseerde apparaat A wat ondieper is dan dat in het geoptimaliseerde apparaat B. Het is algemeen bekend dat met de toename van de roosterhoogte de plasmonische modi sterker zouden kunnen worden. Het brengt echter ook de afname van het volume van het actieve materiaal naar voren. De combinatie van deze twee factoren resulteert in een optimale roosterhoogte wanneer de η _Ik wordt gemaximaliseerd. Omdat het dwarsdoorsnede-oppervlak van het metaal echter uitsteekt in de xy vlak voor het geoptimaliseerde apparaat A ongeveer vier keer groter is dan dat voor het geoptimaliseerde apparaat B, zou het verhogen van de roosterhoogte met dezelfde maatregel een veel grotere vermindering van het volume van het actieve materiaal in apparaat A kunnen veroorzaken dan in apparaat B. Dit zou kunnen de reden zijn dat de optimale hoogte voor apparaat A kleiner is dan die voor apparaat B. Onze berekening laat ook zien dat wanneer de roosterhoogte van het geoptimaliseerde apparaat A toeneemt tot 65 nm, de absorptie bij het korte golflengtebereik (<-600 nm) afneemt duidelijk (niet getoond) vanwege de schijnbare vermindering van het volume van het actieve materiaal, terwijl voor apparaat B het verminderen van h _B van 65 tot 45 nm levert een verwaarloosbare degradatie in absorptie over het onderzochte golflengtebereik op, omdat de verandering van het volume van het actieve materiaal erg klein is.

Afbeelding 3a, b toont de absorptiespectra van respectievelijk het optimale apparaat A en apparaat B. Ter vergelijking is het absorptiespectrum van het regelapparaat ook uitgezet door de stippellijn. In figuur 3b is te zien dat de absorptie-efficiëntie (η ) van apparaat B groter is dan die van de besturing over het gehele golflengtebereik. Maar voor apparaat A, zoals weergegeven in figuur 3a, is er een afname in absorptie bij het golflengtebereik rond 650 nm; de reden dat de geïntegreerde absorptie-efficiëntie zo hoog is als die van apparaat B, is te wijten aan de relatief grotere absorptie bij het golflengtebereik korter dan 550 nm. Om de fysieke oorsprong van de waargenomen absorptieverbetering op te helderen, berekenen we de relatieve absorptieverandering voor de twee geoptimaliseerde apparaten ten opzichte van die van het controleapparaat (∆η ) (η /η _controle − 1) bij het onderzochte golflengtebereik zoals weergegeven in Fig. 3c, d. Nogmaals, de spectra van de absorptieverbeteringsfactor voor de twee geoptimaliseerde apparaten vertonen overeenkomsten met elkaar.

een Absorptiespectra in de actieve laag (vast) voor apparaat A (a ) en apparaat B (b ) met betrekking tot die van de planaire controle (gestippeld). Spectra van relatieve absorptieverandering voor apparaat A (c ) en apparaat B (d ). Vijf verbeteringspieken zijn gelabeld in c met λ _1A = 830 nm, λ _2A = 724 nm, λ _3A = 470 nm, λ _4A = 440 nm, en λ _5A = 416 nm, en de andere vijf zijn gelabeld in d met λ _1B = 832 nm, λ _2B = 720 nm, λ _3B = 510 nm, λ _4B = 498 nm, en λ _5B = 468 nm. Apparaat A en apparaat B zijn de apparaten die de optimale η . opleveren _Ik in Afb. 2

Aan de rand van de absorptieband van het actieve materiaal is er een duidelijke verbeteringspiek met ∆η veel groter dan 1 [d.w.z. λ _1A = 832 nm (of λ _1B = 830 nm) met ∆η = 222% (of 219%) zoals aangegeven]. Wanneer de golflengte korter wordt, is er nog een kleine verbeteringspiek [d.w.z. λ _2A = 720 nm (of λ _2B = 724 nm) met ∆η = 4% (of 10%) zoals aangegeven]. Afbeelding 4a, b toont de kaarten van elektrische en magnetische distributies (onder TM-polarisatie) bij verschillende doorsneden bij λ _1A en λ _2A , respectievelijk. Van de kaarten van |E | bij z = h _A (subplots van i in Fig. 4a, b), is het blijkbaar te zien dat de dipoolachtige gelokaliseerde plasmonresonanties (LPR's) worden geëxciteerd langs de y -as op λ _1A en langs de x -as op λ _2A , respectievelijk. Hoewel de invallende polarisatie langs de x -as zien we dat de dipoolachtige LPR op λ _1A is gepolariseerd langs de y -as omdat zo'n 3D-structuur het elektrische veld kan verstrooien naar de y -as. Van de kaarten van |H | om y = p _A /2 (subplots van iii in Fig. 4a, b), zien we dat zich voortplantende oppervlakteplasmonpolaritonen (SPP's) worden geëxciteerd op het metaal/diëlektrische grensvlak in het vlak van z = h _A , gevangen bovenop de metalen uitstekende rand vanwege de reflectie van de grens van nanogaten. De opgesloten modi van |H | resonanties bij deze twee pieken zijn van verschillende ordes. Het is te zien dat bij λ _1A , de |H | veld op z = h _A (subplot van ii in figuur 4a) heeft twee knooppunten (met de minimale amplitude) langs de x -as en één knoop langs de y -as, terwijl op λ _2A , is er slechts één knoop langs beide x- en y -assen (subplot van ii in figuur 4b). Beïnvloed door de zich verspreidende SPP's, |E | bij λ _1A vertoont splitsing rond de rand van het nanogat bij x = 0, wat vervormd is door het standaard dipoolachtige profiel. Het staat vermeld bij λ _2A , |E | in het nanogat is vrij sterk omdat de excitatie van zich voortplantende SPP's op het metaal/diëlektrische grensvlak in het vlak van z = 0 (d.w.z. de onderkant van het nanogat) brengt een constructief interferentiepatroon naar voren van |E | in de actieve laag (niet getoond). Voor apparaat B, de kaarten van elektrische en magnetische distributies onder TM-polarisatie bij verschillende dwarsdoorsneden op λ _1B en λ _2B worden ook weergegeven in respectievelijk Fig. 4c, d. Het wordt gezien vanaf de |E | kaarten op z = h _B dat (subplots van i in Fig. 4c, d), voor ofwel λ _1B of λ _2B , wordt de dipoolachtige LPR geëxciteerd langs de x -as, maar er is een extra lichtpuntje gecentreerd op (x = 0, y = ± p _B /2) vindt plaats op λ _2B . De reden van het genereren van dit extra lichtpuntje van |E | bij λ _2B is vergelijkbaar met die van de sterke |E | in het nanogat bij λ _2A . Hier worden de zich voortplantende SPP's aangeslagen op de bodem van de nanopijler (in het vlak van z = 0) is te zien in de |H | kaart bij y = p _B /2 (subplots van iii in Fig. 4c, d), resulterend in een interferentieknooppunt van |H | met minimale amplitude (d.w.z. een constructief interferentiegebied van |E |) op een bepaalde afstand van de bodem van het nanogat. Het constructieve interferentiepatroon van |E | wordt weergegeven als een lichtpuntje wanneer waargenomen op de vlakken van z = h _B en van z = ± p _B /2 (niet getoond) op het hoogtepunt van λ _2B . Anders, bij λ _1B , zijn de voortplantende SPP's sterk gevangen in het vlak van z = 0 met twee knopen gevormd langs de x -as (zoals weergegeven in de |H | kaart bij y = p _B /2 in Fig. 4c), die sterk gekoppeld is aan de voortplantende SPP's die zijn geëxciteerd aan het bovenoppervlak van de metalen nanopijler (zoals weergegeven in de |H | kaart bij z = h _B ) (subplots van ii in Fig. 4c, d). Hoewel de zich voortplantende SPP's ook worden geëxciteerd aan het bovenoppervlak van de metalen nanopilaar op λ _2B , de amplitude is veel lager ten opzichte van die bij λ _1B in het vlak van z Samenvattend, bij de eerder onderzochte twee pieken voor apparaat A en twee pieken voor apparaat B, is de hybridisatie tussen de dipoolachtige LPR's en zich voortplantende SPP's verantwoordelijk voor het vangen van licht in de OSC-apparaten.

Veldkaarten onder TM-polarisatie bij verschillende doorsneden op de toppen van λ _1A (een ), λ _2A (b ), λ _1B (c ), en λ _2B (d ). Eerste rij |E | bij z = h _A of h _B , middelste rij |H | bij z = h _A of h _B , en onderste rij |H | om y = p _A /2 of p _B /2. De pieken zijn zoals aangegeven in Fig. 3

Uit de verbeteringsspectra zoals weergegeven in figuur 3c, d, ziet men dat er bij het golflengtebereik korter dan 600 nm een ​​brede verbeteringsbobbel is met meerdere pieken die plaatsvinden. Als de periodiciteit van het PME-patroon afneemt, verdwijnen de meervoudige pieken terwijl alleen de brede verbeteringsbult overblijft. Dus, voordat we kijken naar de veldverdelingen bij de absorptiepieken in het korte golflengtebereik, de invloeden van de periodiciteit van het PME-patroon (p _A of p _B ) op het absorptievermogen worden uitgevoerd, waarbij de roosterhoogte en vulverhouding van de PME voor Apparaat A (of Apparaat B) gelijk zijn aan het bijbehorende optimale ontwerp. Figuur 5a, b toont de absorptiespectra bij afgestemde periodiciteiten voor respectievelijk apparaat A en apparaat B. Het is gebleken dat voor elk apparaat meerdere rechte absorptiebanden worden geproduceerd die ongevoelig zijn voor het roostermomentum als gevolg van gelokaliseerde resonantiemodi (bijv. de hybridisatie tussen dipoolachtige LPR's en voortplantende SPP's zoals gepresenteerd in dit artikel). Dat is precies de oorsprong van de brede versterkingspiek die wordt waargenomen bij golflengten korter dan 600 nm. Tegelijkertijd zijn er ook enkele gebogen absorptiebanden die gevoelig zijn voor het gevormde roostermoment, vooral wanneer de periodiciteit groot wordt. Het spreekt vanzelf dat deze gebogen absorptiebanden worden gegenereerd vanwege de fase-aanpassing tussen de voortplantingsconstanten van SPP-modi en reciproke vectoren van het 2D-rooster (hier is er geen momentum in het vlak van invallende fotonen bij normale inval). Hoe langer de invallende golflengte, hoe kleiner de voortplantingsconstante van een bepaalde SPP-modus, dienovereenkomstig hoe groter de roosterperiode om een ​​kleinere reciproke vector voor faseaanpassing te produceren. Wanneer de gebogen absorptiebanden de rechte banden kruisen, vindt modussplitsing plaats, waardoor de brede verbeteringsbult met meerdere pieken ontstaat. De geïntegreerde absorptie-efficiëntie is optimaal bij p _A (of p _B ) = 350 nm wanneer de gelokaliseerde resonantiemodi worden gehybridiseerd met de gebogen oppervlaktemodi alleen over het korte golflengtebereik voor apparaat A (of apparaat B) zoals weergegeven in figuur 5c (of figuur 5d). Bij afwijkende incidenties verschuiven de oppervlaktemodi met de invalshoek om te voldoen aan de fase-aanpassingsvoorwaarde (niet getoond), hoewel onze studie aangeeft dat de geïntegreerde absorptie-efficiëntie onder ofwel TM- of TE-polarisatie bijna hoekongevoelig is voor beide apparaten als getoond in Fig. 5e, f.

een , b De absorptiespectra wanneer de periodiciteiten van de PME-patronen zijn afgestemd op normale incidentie voor apparaat A (a ) en apparaat B (b ). De geïntegreerde absorptie-efficiëntie in de actieve laag (η _Ik ) versus de periodiciteit voor apparaat A (c ) en apparaat B (d ) met de stippellijn voor η _Ik voor het controleapparaat. η _Ik versus de invalshoek θ bij TM of TE polarisatie voor de optimale Device A (e ) en apparaat B (f )

Hier onderzoeken we de veldverdelingen van drie geselecteerde versterkingspieken op het korte golflengtebereik voor elk apparaat, d.w.z. λ _3A = 470 nm, λ _4A = 440 nm, en λ _5A = 416 nm zoals aangegeven in Fig. 3c en λ _3B = 510 nm, λ _4B = 498 nm, en λ _5B = 468 nm zoals aangegeven in Fig. 3d. Afbeelding 6a toont de veldkaarten (onder TM-polarisatie) op verschillende dwarsdoorsneden bij de drie pieken voor het optimale apparaat A. Het is te zien dat de overeenkomsten van de kaarten op verschillende pieken op de dipoolachtige LPR's liggen (zoals weergegeven in de | E | kaarten op z = h _A ) (subplots van i-iii in Fig. 6a) evenals de zich voortplantende SPP's gevangen aan het oppervlak van de metalen uitstekende rand (gezien vanaf de |H | kaarten op z = h _A ) (subplots van iv-vi in ​​figuur 6a). Hier zien we dat de zich voortplantende SPP's aan het oppervlak van de metalen rand slechts één knoop hebben langs de x -as maar geen knoop langs de y -as op λ _3A , λ _4A , en λ _5A , die verschillen van de gevallen bij λ _1A en λ _2A . De verschillen tussen de resonanties bij λ _3A , λ _4A , en λ _5A is duidelijk te vinden in de |H | kaarten op z =0 (subplots van vii–ix in figuur 6a). De envelop van de zich voortplantende SPP's op de bodem van het nanogat (z = 0) lijkt op een ring bij λ _3A , terwijl een elliptische balk met zijn lange as langs de y -as op λ _5A en een ring plus twee elliptische staven met de lange assen langs de y -as op λ _4A . Figuur 6b toont de veldkaarten (onder TM-polarisatie) op verschillende doorsneden bij λ _3B , λ _4B , en λ _5B voor het optimale apparaat B. Bij alle pieken worden de dipoolachtige LPR's geëxciteerd aan het bovenoppervlak van de metalen nanopijler, zoals weergegeven in de |E | kaarten op z = h _B (subplots van i-iii in figuur 6b). Bovendien kunnen de zich voortplantende SPP's aan het bovenoppervlak van de metalen nanopilaren (zoals weergegeven in de |H | kaarten op z = h _B ) (subplots van iv–vi in ​​figuur 6b) zijn vergelijkbaar bij λ _3B , λ _4B , en λ _5B . Naast een lichtpuntje in de nanopijler, wordt er ook een heldere ring geproduceerd aan de rand van de nanopijler bij λ _3B , λ _4B , en λ _5B , die verschillen van de gevallen bij λ _1B en λ _2B . Net als bij apparaat A zijn de verschillen tussen de toppen van λ _3B , λ _4B , en λ _5B voor apparaat B liggen ook op de enveloppen van de zich voortplantende SPP's op het metaal/diëlektrische grensvlak in het vlak van z =0 (subplots van vii–ix in figuur 6b). Voor beide apparaten zijn het de excitaties van diverse zich voortplantende SPP-modi aan de onderkant van PME's die de brede verbeteringsbump veroorzaken op het korte golflengtebereik, gesuperponeerd met meerdere kleine pieken.

Veldkaarten onder TM-polarisatie bij verschillende doorsneden op de toppen van λ _3A , λ _4A , en λ _5A (een ) en λ _3B , λ _4B , en λ _5B (b ). Eerste rij |E | bij z = h _A of h _B , middelste rij |H | bij z = h _A of h _B , en onderste rij |H | bij z = 0. De pieken zijn zoals aangegeven in Fig. 3