有机太阳能电池中纳米孔型和纳米柱型图案化金属电极的比较

有源层中的积分吸收效率图 (η I) 与设备 A 中阵列图案的填充和高度 (a ) 和设备 B (b ) 当 p A (或 p B) =350 nm。在表示的点 A（用 f A =0.1 和 h A =45 纳米）和 B 点（带有 f B =0.3 和 h B =65 nm)，设备 A 和设备 B 分别产生最佳的 η 一、虚线为平面控制积分吸收效率等高线

还注意到优化的器件 A 中的光栅比优化的器件 B 中的光栅浅一点。众所周知，随着光栅高度的增加，等离子体模式会变得更强。然而，它也带来了活性材料体积的减小。当 η 我被最大化了。然而，由于金属的横截面积突出在xy 优化设备 A 的平面大约是优化设备 B 的平面的四倍，以相同的措施增加光栅高度可能会导致设备 A 中活性材料的体积比设备 B 中的减少更多。这可能是因为 Device A 的最佳高度小于 Device B 的原因。我们的计算还表明，当优化的 Device A 的光栅高度增加到 65 nm 时，短波长范围（<600 nm）的吸收衰减显然（未显示）由于活性材料的体积明显减少，而对于器件 B，降低 h B 从 65 到 45 nm 在研究的波长范围内产生的吸收衰减可以忽略不计，因为活性材料的体积变化非常小。

图 3a、b 分别显示了最佳设备 A 和设备 B 的吸收光谱。为了比较，控制装置的吸收光谱也由虚线绘制。从图 3b 中可以看出，吸收效率 (η ) 的设备 B 大于在整个波长范围内的控制。但是对于图 3a 中所示的设备 A，在 650 nm 附近的波长范围内的吸收会降低；积分吸收效率与器件 B 一样高的原因是由于在短于 550 nm 的波长范围内吸收相对较大。为了阐明观察到的吸收增强的物理起源，我们计算了两个优化设备相对于控制设备的相对吸收变化（Δη ) (η /η 控制 - 1) 在研究的波长范围内，如图 3c、d 所示。同样，两种优化器件的吸收增强因子光谱显示出相似性。

一 设备 A (a ) 和设备 B (b ) 相对于平面控件（虚线）。装置 A 的相对吸收变化光谱 (c ) 和设备 B (d ）。 c 中标记了五个增强峰 与 λ 1A =830 纳米，λ 2A =724 nm，λ 3A =470 nm，λ 4A =440 nm，并且 λ 5A =416 nm，其他五个标记在d 与 λ 1B =832 nm，λ 2B =720 nm，λ 3B =510 nm，λ 4B =498 nm，并且 λ 5B =468 nm。设备 A 和设备 B 是产生最佳 η 的设备 图 2 中的 I

在活性材料的吸收带边缘，有一个明显的增强峰，Δη 远大于 1 [即 λ 1A =832 纳米（或 λ 1B =830 nm) 与 ∆η =222%（或 219%）如标记]。当波长变短时，出现另一个次要的增强峰[即λ 2A =720 纳米（或 λ 2B =724 nm) 与 ∆η =4%（或 10%）如标记]。图 4a、b 显示了 λ 处不同横截面的电和磁分布图（在 TM 极化下） 1A 和 λ 2A，分别。来自 |E 的地图 |在 z =h A（图 4a、b 中 i 的子图），可以明显看出类似偶极子的局域等离子体共振 (LPR) 沿 y 被激发 -轴在 λ 1A 和沿 x -轴在 λ 2A，分别。虽然入射偏振是沿着 x -axis，我们见证了 λ 处的偶极子 LPR 1A 沿 y 极化 -axis 因为这样的 3D 结构可以将电场散射到 y -轴。来自 |H 的地图 |在 y =p A/2（图 4a、b 中 iii 的子图），我们看到传播表面等离子体激元 (SPP) 在 z 平面的金属/电介质界面处被激发 =h A，由于来自纳米孔边界的反射而被困在金属突出脊的顶部。然而，|H 的陷获模式 |这两个峰的共振具有不同的阶数。可以看出，在 λ 1A，|H | z 处的字段 =h A（图 4a 中 ii 的子图）沿 x 有两个节点（幅度最小） -axis 和沿 y 的一个节点 -axis, 而在 λ 在图 2A 中，沿着 x- 只有一个节点 和 y - 轴（图 4b 中 ii 的子图）。受传播 SPP 的影响，|E |在 λ 图 1A 在 x 处显示出围绕纳米孔边缘的分裂 =0，这是从标准偶极子状轮廓​​扭曲的。在 λ 处注明 2A, |E |纳米孔内部非常强，因为在 z 平面的金属/电介质界面处传播的 SPP 的激发 =0（即纳米孔的底部）提出了|E的相长干涉图 |在活动层中（未显示）。对于器件 B，在 λ 处不同截面的 TM 极化下的电和磁分布图 1B 和 λ 图2B也分别显示在图4c、d中。它是从 |E |在 z 映射 =h B（图 4c、d 中 i 的子图），对于 λ 1B 或 λ 如图 2B 所示，类似偶极子的 LPR 沿 x 被激发 -axis，但还有一个额外的亮点以 (x =0, y =± p B/2) 发生在 λ 2B。产生|E这个额外亮点的原因 |在 λ 2B类似于强|E | λ处的纳米孔内部 2A。在这里，传播的 SPP 在纳米柱底部（在 z =0) 可以在 |H 中看到 | y 处的地图 =p B/2（图 4c、d 中 iii 的子图），导致 |H 的干扰节点 |具有最小幅度（即|E 的相长干涉区域 |) 距纳米孔底部一定距离。 |E 的相长干涉图样 |在 z 平面上观察时显示为亮点 =h B 和 z =± p λ 峰值处的 B/2（未显示） 2B。不同的是，在 λ 如图 1B 所示，传播中的 SPP 被强困在 z 平面 =0 沿 x 形成两个节点 -axis（如 |H 中所示 | y 处的地图 =p 图 4c 中的 B/2），它与在金属纳米柱顶面激发的传播 SPP 强耦合（如图 |H | z 处的地图 =h B)（图 4c、d 中 ii 的子图）。尽管在 λ 处的金属纳米柱顶面也激发了传播的 SPP 在图 2B 中，其幅度比 λ 处的幅度要低得多 1B 在 z 平面 =0. 综上所述，在前面研究的器件 A 的两个峰和器件 B 的两个峰处，偶极子状 LPR 和传播的 SPP 之间的杂交负责将光捕获到 OSC 器件中。

TM极化下λ峰不同截面的场图 1A (a ), λ 2A (b ), λ 1B (c ), 和 λ 2B (d ）。第一行 |E |在 z =h A 或 h B，中间行 |H |在 z =h A 或 h B, 和底行 |H |在 y =p A/2 或 p 乙/2。峰值如图 3 所示

从图 3c、d 所示的增强光谱中可以看出，在短于 600 nm 的波长范围内，存在具有多个峰值的宽阔增强凸起。如果 PME 图案的周期性降低，则多个峰消失，而仅保留宽的增强凸起。因此，在研究短波长范围内吸收峰的场分布之前，PME 模式的周期性的影响 (p A 或 p B) 对吸收性能进行了研究，器件 A（或器件 B）的 PME 的光栅高度和填充率与相应的优化设计相同。图 5a、b 分别显示了设备 A 和设备 B 在调谐周期处的吸收光谱。发现，对于每个器件，由于局部谐振模式（例如，本文中介绍的偶极状 LPR 和传播 SPP 之间的混合），会产生多个对光栅动量不敏感的直线吸收带。这正是在短于 600 nm 的波长处观察到的宽增强峰的起源。同时，也有一些弯曲的吸收带对形成的光栅动量敏感，尤其是当周期性变大时。这些弯曲的吸收带是由于 SPP 模式的传播常数与 2D 光栅的倒易矢量之间的相位匹配而产生的，这是有道理的（这里，入射光子在垂直入射时没有面内动量）。入射波长越长，某种SPP模式的传播常数越小，相应地光栅周期越大，以产生较小的倒易矢量进行相位匹配。当弯曲的吸收带与直带交叉时，会发生模式分裂，导致具有多个峰的宽增强凸起。积分吸收效率在 p 处最佳 A (或 p B) =350 nm，当局域谐振模式仅在设备 A（或设备 B）的短波长范围内与弯曲表面模式混合时，如图 5c（或图 5d）所示。在偏离垂直入射时，表面模式随入射角移动以满足相位匹配条件（未显示），尽管我们的研究反映了 TM 或 TE 偏振下的积分吸收效率对于两种器件几乎都是角度不敏感的，如如图 5e、f 所示。

一 , b 当器件 A (a ) 和设备 B (b ）。活性层中的积分吸收效率（η I) 与设备 A (c ) 和设备 B (d ) 虚线表示 η I为控制装置。 η I与入射角θ 在 TM 或 TE 极化下，最佳设备 A (e ) 和设备 B (f )

在这里，我们研究了每个器件在短波长范围内的三个选定增强峰的场分布，即 λ 3A =470 nm，λ 4A =440 nm，并且 λ 5A =416 nm，如图 3c 和 λ 所示 3B =510 nm，λ 4B =498 nm，并且 λ 5B =468 nm，如图 3d 所示。图 6a 显示了最佳器件 A 三个峰不同截面处的场图（在 TM 极化下）。 E |在 z 映射 =h A）（图 6a 中 i-iii 的子图）以及被困在金属突出脊表面的传播 SPP（从 |H |在 z 映射 =h A)（图 6a 中 iv-vi 的子图）。在这里，我们看到在金属脊表面传播的 SPPs 只有一个节点沿着 x -axis 但没有沿 y 的节点 -轴在 λ 3A，λ 4A 和 λ 5A，与λ的情况不同 1A 和 λ 2A。 λ 处共振之间的差异 3A，λ 4A 和 λ 5A 可以清楚地发现在 |H |在 z 映射 =0（图 6a 中 vii-ix 的子图）。纳米孔底部传播 SPP 的包络 (z =0) 看起来像 λ 处的一个环 如图 3A 所示，而椭圆棒的长轴指向 y -轴在 λ 5A 和一个环加上两个椭圆棒，长轴沿着 y -轴在 λ 4A。图 6b 显示了 λ 处不同截面的场图（在 TM 偏振下） 3B、λ 4B 和 λ 最佳装置 B 的图 5B。在所有峰值处，偶极状 LPR 在金属纳米柱的顶面被激发，如 |E 所示 |在 z 映射 =h B（图 6b 中 i-iii 的子图）。此外，在金属纳米柱顶面传播的 SPP（如 |H |在 z 映射 =h B)（图 6b 中 iv-vi 的子图）在 λ 处相似 3B、λ 4B 和 λ 5B。除了纳米柱内部有一个亮点外，在纳米柱的边界处λ处也产生了一个亮环 3B、λ 4B 和 λ 5B，与λ的情况不同 1B 和 λ 2B。与设备 A 类似，λ 的峰值之间的差异 3B、λ 4B 和 λ 设备 B 的图 5B 也位于 z 平面金属/电介质界面处的传播 SPP 的包络上 =0（图 6b 中 vii-ix 的子图）。对于这两种器件，正是 PME 底部不同传播 SPP 模式的激发导致短波长范围内的宽增强凸点与多个微小峰值叠加。

TM极化下λ峰不同截面的场图 3A，λ 4A 和 λ 5A (a ) 和 λ 3B、λ 4B 和 λ 5B (b ）。第一行 |E |在 z =h A 或 h B，中间行 |H |在 z =h A 或 h B, 和底行 |H |在 z =0. 峰值如图 3 所示