ЖЭТФ, 2020, том 157, вып. 1, стр. 156-164

ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ В ГЕТЕРОСТРУКТУРЕ

НА ОСНОВЕ ОРГАНИЧЕСКИХ ПОЛУПРОВОДНИКОВ ZnPc:C₇₀

С СУБВОЛНОВОЙ АЛЮМИНИЕВОЙ РЕШЕТКОЙ

В. В. Лазарев, Л. М. Блинов, С. Г. Юдин, В. В. Артемов, С. П. Палто^*

Институт кристаллографии им. А. В. Шубникова

(ФНИЦ «Кристаллография и фотоника» Российской академии наук)

119333, Москва, Россия

Поступила в редакцию 7 июля 2019 г.,

после переработки 12 июля 2019 г.

Принята к публикации 12 июля 2019 г.

В гибридной фотоэлектрической структуре, включающей прозрачный ITO-электрод, пленку из смеси

органических полупроводников (фталоцианин цинка ZnPc и фуллерен C70) и субволновую алюминие-

вую решетку в качестве второго электрода, экспериментально изучена зависимость ампер-ваттной фото-

чувствительности от поляризации и направления распространения возбуждающего светового потока. В

случае возбуждения со стороны алюминиевой нанорешетки обнаружено многократное повышение эффек-

тивности преобразования ТМ-поляризованного света в фотоэлектрический ток. Результаты объясняются

в рамках численной модели, учитывающей плазмонный вклад в оптическое поле внутри органической

пленки в случае ТМ-поляризованного света.

DOI: 10.31857/S0044451020010186

пример, в работе [4] рассматривается когерентный

перенос электронных возбуждений в органических

солнечных элементах. Было показано, что автоио-

1. ВВЕДЕНИЕ

низация молекулярных экситонов и экситонов с пе-

Тонкопленочные гетероструктуры на основе ор-

реносом заряда малого радиуса в сильном электри-

ганических материалов находят широкое примене-

ческом поле наноразмерной цепочки вызывает сме-

ние в современной приборной технике (солнечные

щение состояний экситонов и электронно-дырочных

батареи, транзисторы, фотонные кристаллы, фо-

пар, что значительно увеличивает квантовый выход

тодетекторы световых сигналов и др.) [1-3]. Пре-

фотоэффекта. Увеличить эффективность преобра-

имущество органических материалов по сравнению

зования можно, используя, например, плазмонные

с неорганическими — это интенсивное поглощение

моды, возбуждаемые в тонкой металлической плен-

света в широкой области спектра, а также деше-

ке (в виде решетки), служащей одновременно одним

вые низкотемпературные технологии их получения,

из электродов фотоустройства [9, 10]. Так, в работе

в том числе на гибких полимерных подложках.

[11] теоретически показано, что использование ме-

Несмотря на значительный прогресс, достигнутый

таллической решетки способно на 50 % увеличить

в последние десятилетия в области создания фо-

эффективность поглощения в активной фотоэлек-

топреобразователей на основе органических мате-

трической пленке.

риалов, их эффективность едва достигает четвер-

ти эффективности кристаллических фотопреобра-

В работе [12] мы сообщали о плазмоном эффекте

зователей, производимых по классической кремние-

усиления фотоэлектричеческой чувствительности в

вой технологии. Все это стимулирует разработчиков

структурах с субволновыми алюминиевыми решет-

к поиску и созданию гибридных структур с увели-

ками. В настоящей работе мы продолжаем изуче-

ченной квантовой эффективностью фотоэлектриче-

ние таких систем. Здесь мы приводим результаты

ского преобразования световой энергии [4-11]. На-

исследований фотоэлектрической чувствительности

в двух принципиально разных геометриях возбуж-

^* E-mail: serguei.palto@gmail.com

дения фототока. В первой геометрии (A) возбужда-

156

ЖЭТФ, том 157, вып. 1, 2020

Фотоэлектрический эффект в гетероструктуре.. .

ющий световой поток падает со стороны электрода

ZnPc:C₇₀

ITO

с алюминиевой нанорешеткой, а во втором случае

ITO

ZnPc:C₇₀

(геометрия B) свет падает со стороны прозрачно-

Стекло

го ITO-электрода. При этом мы изучаем фотоэлек-

Al_Gr

трический отклик как для ТМ-, так и для ТЕ-поля-

ризованного света. Особенностью режима возбуж-

Свет

дения фототока ТМ-поляризованным светом явля-

ется то, что в этом случае на поверхности алюминие-

Al_Gr

вой решетки возбуждаются поверхностные плазмон-

ные состояния. Свет, поляризованный вдоль штри-

хов нанорешетки (TE-поляризация), не приводит

к возникновению плазмонных состояний. Посколь-

ку интенсивности возбуждающих ТМ-волн на гра-

нице раздела пленка-решетка разные в A- и B-

геометриях, было разумным ожидать и соответ-

ствующие различия в фотоэлектрическом отклике.

Именно различия в фоточувствительности, связан-

ные с разными условиями возбуждения плазмонных

полей для A- и B-геометрий, представляли интерес

в данной работе.

Рис.

1. a) Схематическое изображение фотоэлектри-

ческого элемента с субволновой алюминиевой решет-

кой с последовательностью слоев: «стеклянная подлож-

2. ЭКСПЕРИМЕНТ

ка-ITO-(ZnPc:C70)-AlGr» (вид сбоку, в разрезе; направле-

ние падения светового пучка соответствует A-геометрии);

2.1. Образцы и методы измерений

б) вид сверху всего образца, включающего фотовольтаи-

ческий элемент с решеткой (Gr); в) изображение реше-

Схема образца показана на рис. 1. Пленка из

точной области, лежащей на перекрытии электродов, по-

смесевой композиции органических полупроводни-

лученное с помощью электронного микроскопа (вид свер-

ков фталоцианина цинка ZnPc и фуллерена C₇₀

ху). Горизонтальная серая полоса — верхний алюминиевый

(ZnPc:C₇₀), приготовленной в весовом соотноше-

электрод, в котором вытравлены два прилежащих квадра-

нии 2:1, наносилась на стеклянную подложку с

та субволновых решеток с периодом 400 нм и общей пло-

щадью 295×112 мкм²; более широкая вертикальная серая

ITO-электродом методом вакуумного распыления.

полоса — нижний ITO-электрод

Отметим, что композиция (ZnPc:C₇₀) в структурах

со сплошными электродами была детально исследо-

вана нами в работе [13]. Толщина пленки составля-

ная область. Отметим, что необходимость в двух ре-

ла 170 ± 10 нм. Сверху, перпендикулярно полоске

шетках, заполняющих активную область, обуслов-

лена исключительно техническими ограничениями

ITO-электрода, методом вакуумного напыления на-

несен алюминиевый электрод толщиной 30 ± 5 нм

нашего ионно-лучевого оборудования, которое не

(рис. 1). Площадь области перекрытия нижнего

позволяет изготавливать решетки размером в сотни

(ITO) и верхнего (Al) электродов (площадь актив-

микрон, сохраняя при этом высокое пространствен-

ного элемента) равна 300 × 135 мкм². Таким обра-

ное разрешение в десятки нанометров. Период реше-

зом, на подложке был сформирован фотовольтаиче-

ток Λ = 400 ± 10 нм, а отношение ширины протрав-

ский элемент ITO-(ZnPc:C₇₀)-Al. Далее, на сплош-

ленных ионным пучком щелей (прорезей) к ширине

ном алюминиевом электроде в области пересечения

электродных штрихов равно 1:2. Условия ионного

с ITO-электродом методом ионно-лучевой литогра-

травления подбирались так, чтобы в минимальной

фии были созданы две субволновые решетки. Об-

степени затрагивать слой органической пленки, на-

щая площадь решеток близка к площади активного

ходящейся под алюминием.

элемента и составляет 295 × 112 мкм² (коэффици-

На первый взгляд, узкие по сравнению с непро-

ент заполнения активного элемента решетками со-

зрачными электродными полосками щели должны

ставляет около 0.82). При такой геометрии можно

приводить к сильному подавлению проникновения

считать, что при освещении источником излучения

света в органическую пленку. Однако известно, что

области перекрытия Al- и ITO-электродов основной

в структурах с металлическими решетками возмож-

вклад в фотоэлектрический отклик вносит решеточ-

ны различные типы оптических резонансов, кото-

157

В. В. Лазарев, Л. М. Блинов, С. Г. Юдин и др.

ЖЭТФ, том 157, вып. 1, 2020

рые могут увеличивать коэффициент оптического

пропускания в определенных спектральных диапа-

зонах [14] и, таким образом, приводить к существен-

0.10

ному увеличению эффективной оптической аперту-

ры по сравнению с ее чисто геометрическим зна-

чением, определяемым скважностью (отношением

размера щелей к периоду решетки). Последнее и

обусловливает интерес к изучению фотоэлектриче-

0.05

ского отклика в A-геометрии, когда свет, возбужда-

ющий фототок, падает со стороны решетки.

Измерения оптического пропускания активно-

го элемента (область пересечения нижнего ITO- и

верхнего Al-электродов с решетками) проводилось с

использованием установки на базе поляризационно-

450

500

550

600

650

700

750

800

850

го микроскопа Olympus CX31-PF5 и оптоволоконно-

нм

го спектрометра AvaSpec-2048-USB2-UA. Установка

S, мА/Вт

позволяет регистрировать оптические спектры про-

3.5

пускания локально — в областях с характерными

3.0

размерами в несколько десятков микрон. Это дает

возможность измерения спектров исключительно в

2.5

области решетки. Следует отметить, что в общем

случае образцов с решетками регистрируются лишь

2.0

спектры пропускания в нулевом порядке дифрак-

ции. В нашем конкретном случае субволновых ре-

1.5

шеток с периодом Λ = 400 нм, начиная с длин волн

1.0

«красного» спектрального диапазона (λ ∼ 600 нм),

существует только нулевой порядок дифракции. В

0.5

более коротковолновом диапазоне присутствует и

первый порядок дифракции, который не регистри-

руется нашей системой.

450

500

550

600

650

700

750

800

850

Для измерения фотоэлектрических свойств

нм

использовалась специально созданная установка

Рис. 2. Спектры пропускания (а) и ампер-ваттной характе-

на базе монохроматора МДР-23 и комплекса из-

ристики фоточувствительности (б) гетероструктуры в гео-

мерительно-управляющих виртуальных приборов

метриях A и B: кривые 1, 2 соответственно для ТМ- и

PhysLab, созданных нами как для управления

ТЕ-поляризованного света в геометрии A; кривые 3, 4 —

монохроматором, так и для цифровой регистрации

соответственно для ТМ- и ТЕ-поляризованного света в

сигналов фотоэлектрического отклика. Спектры

геометрии B

фотоэлектрического отклика регистрировались

на переменном токе с использованием фазочув-

ствительного детектирования. Световой поток от

протекания постоянного фототока. Протекание

галогенной лампы, установленной перед монохрома-

переменного фототока обеспечивается благодаря

тором, модулировался механическим прерывателем

электрической емкости барьерных слоев. Эквива-

на частоте 300 Гц. После монохроматора устанав-

лентная электрическая схема фотоприемника на

ливался поляризатор, и световой пучок фокусиро-

основе ZnPc:C₇₀ без согласующих слоев подробно

вался в область активного элемента. Использование

обсуждается в работе [13].

фазочувствительной регистрации сигнала на пе-

2.2. Экспериментальные результаты

ременном токе имеет множество преимуществ.

Наряду с точностью и широким динамическим

На рис. 2 показаны экспериментальные спектры

диапазоном регистрации сигнала, использование

коэффициента оптического пропускания (а) и фото-

фазочувствительного метода позволяет исключить

электрического отклика (б), измеренные для A-гео-

использование в структуре образцов специальных

метрии (свет падает со стороны решетки) и B-гео-

согласующих слоев [2], устраняющих барьеры для

метрии (свет падает со стороны ITO-электрода).

158

ЖЭТФ, том 157, вып. 1, 2020

Фотоэлектрический эффект в гетероструктуре.. .

три раза превышает чувствительность в B-геомет-

рии при возбуждении ТМ-поляризованным светом.

Re( )

Несмотря на больший коэффициент пропускания

1.00

системы в случае ТМ-поляризованного света (кри-

Im( )

вые 1, 3), ампер-ваттная фоточувствительность за-

0.75

метно выше при возбуждении ТМ-поляризованным

400

600

800

1000

светом в обеих геометриях возбуждения.

нм

0.50

Таким образом, имеет место выраженная анизо-

тропия возбуждения фототока. Особенно эта ани-

зотропия выражена для A-геометрии, когда макси-

0.25

мальная ампер-ваттная чувствительность при воз-

буждении ТМ-поляризованным светом превышает

таковую для ТЕ-поляризованного света примерно в

300

400

500

600

700

800

900

1000

6 раз (см. кривые 1, 2 на рис. 2б). Это делает чрезвы-

чайно важным вопрос о поляризационной зависимо-

нм

сти коэффициента отражения света системой с це-

Рис. 3. Экспериментальный (◦) и модельный (сплошная

лью определения доли поглощенной световой энер-

линия) спектры оптического пропускания пленки ZnPc:C70

гии.

толщиной 170 нм на стеклянной подложке. На вставке

показаны модельные спектральные зависимости действи-

Наконец, нельзя не отметить принципиально

тельной и мнимой частей диэлектрической проницаемости

разный вид спектральных зависимостей ампер-

для ZnPc:C70

ваттной чувствительности в A- и B-геометриях.

Весьма необычно, что в B-геометрии именно в об-

ласти пиков максимального поглощения ZnPc:C₇₀

Обращают на себя внимание несколько обсто-

(см. рис. 3) на длинах волн

620

нм и 690 нм

ятельств. Во-первых, спектры коэффициента про-

наблюдаются провалы в спектрах фототока (см.

пускания для ТМ-поляризованного света (колеба-

кривые 3, 4 на рис. 2). Казалось бы, все должно

ния вектора электрического поля световой волны

быть наоборот

— большее поглощение должно

перпендикулярны штрихам решетки) и ТЕ-поляри-

способствовать генерации фотоэлектрических заря-

зованного света (вектор электрического поля свето-

дов. Возможное объяснение этому факту состоит в

вой волны направлен вдоль штрихов решетки) силь-

том, что заряды, определяющие фототок, образу-

но различаются. Несмотря на то что пленка смеси

ются в пленке ZnPc:C₇₀ преимущественно вблизи

органических полупроводников ZnPc:C₇₀ оптически

алюминиевого электрода, а часть объема пленки

изотропна, в области полос поглощения (550-750 нм,

органических полупроводников вблизи электрода

см. рис. 3) коэффициент пропускания ТМ-поляризо-

ITO является пассивной в фотоэлектрическом

ванного света в несколько раз превышает коэффи-

смысле. Таким образом, в B-геометрии доля свето-

циент пропускания для света ТЕ-поляризации, см.

вой энергии, поглощаемая вблизи ITO, не приводит

рис. 2а.

к фотогенерации электрических зарядов. В случае

Во-вторых, в спектральной области поглоще-

A-геометрии ситуация более благоприятная

—

ния света органической пленкой (550-750 нм, см.

возбуждающая световая волна сразу попадает в

рис. 3) поляризационные спектры пропускания све-

область вблизи алюминиевого электрода с решет-

та в А-геометрии близки к соответствующим спект-

кой. Основной вопрос, который особенно важен для

рам в B-геометрии, см. рис. 2а. Заметные различия

прояснения в случае A-геометрии, связан с отра-

возникают лишь на краях спектрального диапазо-

жением световой волны от субволновой решетки и

на — вне области сильного поглощения органиче-

долей энергии возбуждающей волны, поглощаемой

ской пленки ZnPc:C₇₀. Близость коэффициентов оп-

фотоэлектрическим элементом. К сожалению,

тического пропускания для A- и B-геометрий делает

экспериментальные измерения спектров отраже-

весьма интригующим сильное различие между зна-

ния крайне затруднительны, и для прояснения

чениями ампер-ваттной фоточувствительности, из-

вопроса о доли поглощаемой энергии в случае

меренными для A- и B-геометрий, рис. 2б. Так, в

каждой из геометрий мы выполнили численное

области длины волны около 610 нм ампер-ваттная

моделирование, результаты которого обсуждаются

фоточувствительность в A-геометрии примерно в

ниже.

159

В. В. Лазарев, Л. М. Блинов, С. Г. Юдин и др.

ЖЭТФ, том 157, вып. 1, 2020

z, нм

3. ЧИСЛЕННОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ

500

3.1. Метод численного моделирования

В основу использованного нами программного

UPML

обеспечения, которое создано одним из соавторов

(С. П. П.) для решения оптических задач, поло-

жен метод конечных разностей во временном до-

мене (finite difference time domain, FDTD) [15]. В

Стекло

FDTD-методе во времени решаются полная система

уравнений Максвелла, а также система дифферен-

ITO

циальных уравнений, описывающих свойства мате-

ZnPc:C₇₀

риалов, взаимодействующих с излучением. В час-

тотном домене эти дополнительные к уравнениям

Максвелла дифференциальные уравнения соответ-

ствуют материальным уравнениям, определяющим

Вакуум

связь между индукцией электрического и магнит-

ного полей и их напряженностями через частотно

зависимые компоненты тензоров диэлектрической и

магнитной проницаемостей. В нашем моделирова-

нии материалы являются немагнитными (магнит-

UPML

ная проницаемость μ = 1), а соответствующие спек-

тральные зависимости для компонент тензора ди-

= 400 нм

электрической проницаемости материалов описыва-

-500

ются в рамках модели Друде - Лоренца (ДЛ). В рам-

Рис. 4. Схема моделируемой слоевой структуры в A-гео-

ках модели ДЛ с помощью преобразования Фурье

метрии с расположением элементов в пространственном

частотные зависимости комплексной проницаемости

домене: L — источник света, S1 — сенсор поля отражен-

можно трансформировать в соответствующие диф-

ных волн, S2 — сенсор поля прошедших волн, L — источник

ференциальные уравнения во временном домене. В

однонаправленных (в направлении +z) волн

настоящее время модель ДЛ применительно к ме-

тоду FDTD рассматривается как наиболее универ-

сальная, позволяющая описывать как диэлектрики,

ли для ITO и Al. В основу моделей этих материалов

так и проводники.

были положены экспериментальные зависимости их

В нашем моделировании материал ZnPc:C₇₀ опи-

комплексной диэлектрической проницаемости из ра-

сывается семью резонансными полосами лоренцевой

бот [16,17]. В итоге мы построили и численно изучи-

формы в спектральном диапазоне частот, соответ-

ли модель экспериментальной слоистой гибридной

ствующими длинам волн 380-800 нм. Параметры

структуры, рис. 1а.

полос Лоренца были подобраны так, чтобы рассчи-

Поскольку наши слоистые структуры однородны

танный методом FDTD спектр пропускания плен-

в направлении штрихов решетки (ось y), простран-

ки ZnPc:C₇₀ совпадал с измеренным спектром про-

ственные производные по координате y равны нулю

пускания этой пленки. Пример такого модельного

и численное моделирование может быть ограничено

описания иллюстрируется на рис. 3, где показаны

двумерным случаем в плоскости xz, где ось x на-

рассчитанный методом FDTD спектр пропускания

правлена вдоль волнового вектора решетки, а ось

пленки ZnPc:C₇₀ толщиной 170 нм на стеклянной

z — вдоль нормали к слоям структуры. Моделиро-

подложке и соответствующий экспериментальный

вание осуществлялось в пределах пространственно-

спектр, который измерен вне электродов для пленки

го домена с размером x равным периоду решетки

ZnPc:C₇₀ нашего экспериментального образца. На

Λ = 400 нм, рис. 4. При этом на границах x про-

вставке к рис. 3 показаны спектры действительной

странственного домена задавались периодические

и мнимой частей диэлектрической проницаемости,

граничные условия, что эквивалентно бесконечной

которые соответствуют модели ДЛ для нашего ма-

протяженности структуры в направлении x. В на-

териала ZnPc:C₇₀.

правлении z моделируемый размер составлял при-

Помимо модели ДЛ для органического материа-

мерно один микрон (нижняя граница z = -430 нм,

ла ZnPc:C₇₀, мы также создали аналогичные моде-

верхняя z = +430 нм). Пространственное разреше-

160

ЖЭТФ, том 157, вып. 1, 2020

Фотоэлектрический эффект в гетероструктуре.. .

ние в вычислениях по обоим направлениям состав-

100

ляло 5 нм. В центре домена (z = 0) находится сере-

0.20

дина пленки ZnPc:C₇₀ толщиной 170 нм. Далее при

Im( )

z = +85 нм начинался слой ITO толщиной 50 нм,

за которым все оставшееся пространство заполня-

Re( )

0.15

-50

лось средой с нулевым поглощением и показателем

-100

преломления n = 1.52 (это соответствует среде из

400

600

800

1000

стекла; для стекла спектральная дисперсия не учи-

0.10

нм

тывалась). Алюминиевая решетка начинается при

z = -85 нм (внешняя поверхность пленки ZnPc:C₇₀)

и распространяется на толщину 30 нм. Оставшаяся

0.05

часть пространства в отрицательном направлении

z соответствовала вакууму. В зависимости от мо-

делируемой геометрии виртуальный источник све-

та (L) помещался либо в вакууме перед решеткой

450

500

550

600

650

700

750

800

850

нм

(A-геометрия, рис. 4), либо в стекле — перед сло-

ем ITO (B-геометрия). На границах z домена раз-

Рис. 5. Экспериментальные (1, 2) и модельные (3, 4) спек-

мещались специальные поглощающие слои UPML

тры пропускания в нулевом порядке дифракции слоистой

(uniaxial perfectly matched layers) [15]. Эти слои ис-

гетероструктуры для A-геометрии. Кривые 1, 3 и 2, 4

ключали отражение электромагнитных волн от гра-

соответствуют ТМ- и ТЕ-поляризации света. На встав-

ниц z моделируемого пространственного домена.

ке показаны спектральные зависимости действительной и

Для виртуальной регистрации электромагнит-

мнимой частей диэлектрической проницаемости алюми-

ного поля во времени использовались два линей-

ния (сплошными кривыми показаны зависимости, исполь-

зованные в нашем моделировании, а кривые, обозначен-

ных виртуальных «датчика» (S1, S2 на рис. 4). Эти

ные квадратами и кружками, — экспериментальные дан-

датчики размещались по обе стороны виртуальной

ные согласно [17])

слоистой структуры (в стекле и в вакууме). Один

из датчиков регистрировал поле прошедших через

слоистую структуру волн, а другой — отраженных

Спектральное разрешение в методе FDTD опре-

волн. Данные об изменении компонент электромаг-

деляется суммарным временем регистрации элект-

нитного поля во времени, регистрируемые датчика-

ромагнитного поля. В нашем случае это время вы-

ми, использовались в данной работе для вычисле-

биралось таким, чтобы спектральное разрешение

ния спектров z-компонент вектора Пойтинга и за-

соответствовало экспериментальному разрешению

тем — спектров пропускания и отражения. Кроме

оптоволоконного спектрометра, т. е. было не хуже

того, эти же данные использовались для вычисле-

нескольких нанометров во всем спектральном диа-

ния спектров в нулевом порядке дифракции (вдоль

пазоне.

нормали к слоям), что важно в нашем случае для

сравнения с экспериментом.

Линия виртуального источника света (L, рис. 4)

3.2. Результаты численного моделирования и

помещалась либо в вакуум (A-геометрия), ли-

их обсуждение

бо в стекло (B-геометрия). На рис.

показана

A-геометрия. В моделировании использовался

Рисунок 5 иллюстрирует модельные и экспери-

однонаправленный импульсный источник линейно-

ментальные спектры пропускания для слоистой ге-

поляризованного света. Соответственно датчик,

тероструктуры, показанной на рис. 1а. Отметим,

регистрирующий отраженный свет, всегда распола-

что мы не варьировали геометрические параметры

гался за источником света. Световой импульс имел

решетки (период и скважность) с целью получения

гауссову форму с частотой заполнения, соответству-

наилучшего согласия с экспериментом, а использо-

ющей длине волны 700 нм. Длительность импульса

вали целевые параметры, которые были заданы в

составляла несколько фемтосекунд, что определяет

цифровом шаблоне для управления процессом ион-

широкий спектр излучения. Это позволяло полу-

ного травления решеток. Поэтому с учетом экспе-

чать оптические спектры во всем интересующем

риментальных погрешностей, относящихся к пара-

нас спектральном диапазоне длин волн от 350 нм

метрам алюминиевой решетки и толщине слоя Al,

до 1000 нм.

мы рассматриваем рассчитанные спектры коэффи-

161

ЖЭТФ, вып. 1

В. В. Лазарев, Л. М. Блинов, С. Г. Юдин и др.

ЖЭТФ, том 157, вып. 1, 2020

1-T-R

S, мА/Вт

циента пропускания как хорошо согласующиеся с

3.5

измеренными спектрами. В случае моделируемого

0.6

спектра для ТМ-поляризации (кривая 3) в окрест-

3.0

ности длин волн 520 нм и 750 нм имеют место харак-

0.5

терные максимумы пропускания света. Моделируе-

2.5

мые и экспериментальные коэффициенты пропуска-

0.4

2.0

ния в этих характерных спектральных поддиапазо-

0.3

нах очень близки. В экспериментальном спектре эти

1.5

максимумы примерно на 15 нм сдвинуты в длинно-

0.2

волновую область спектра, что легко объясняется

1.0

как экспериментальными погрешностями изготов-

0.1

0.5

ления решетки (погрешностью в периоде и толщине

слоя Al), так и неточностями в модельном описа-

500

600

700

800

нии алюминия. Заметные расхождения начинают-

нм

ся на длинах волн более 800 нм, что может быть

отнесено к неточности модели для Al. На встав-

1-T-R

S, мА/Вт

1.0

3.0

ке к рис. 5 сплошными линиями показаны исполь-

зованные нами модельные зависимости реальной и

0.9

2.5

мнимой частей комплексной диэлектрической про-

0.8

ницаемости Al. Эти зависимости хорошо согласуют-

0.7

2.0

ся с экспериментальными [17] в диапазоне длин волн

0.6

400-800 нм, но имеют заметные отклонения в длин-

0.5

1.5

новолновом диапазоне (свыше 800 нм). Следует от-

0.4

метить, что экспериментальные данные для фото-

1.0

электрического эффекта получены нами для диа-

0.3

пазона длин волн 450-800 нм, поэтому отмеченная

0.2

0.5

неточность нашей модели алюминия в более длинно-

0.1

волновом диапазоне принципиального значения не

имеет.

500

600

700

800

нм

В случае ТЕ-поляризованного света, как и в экс-

перименте (кривая 2, рис. 5), модельные коэффици-

Рис.

6. Спектры доли поглощенной энергии

(1-T -R)

енты пропускания (кривая 4) оказываются меньши-

для ТМ-кривые

(1) и ТЕ-(кривые

2) поляризованно-

ми в сравнении с таковыми для ТМ-поляризован-

го света и спектры ампер-ваттной фоточувствительнос-

ного света (кривая 3). Таким образом, моделирова-

ти, измеренные соответственно для ТМ-(кривые 3) и

ние адекватно описывает спектральные зависимости

ТЕ-(кривые 4) поляризованного света, при возбуждения

как для ТМ-, так и для ТЕ-поляризованного света.

фототока в случае A-геометрии (рис. a, облучение со сто-

роны Al-электрода) и B-геометрии (рис. б, облучение со

Отметим, что хорошее согласие с экспериментом по-

стороны ITO-электрода)

лучено как для A-геометрии, так и для B-геометрии.

Численное моделирование позволило рассчитать

как спектры коэффициента пропускания (T ), так и

спектры коэффициента отражения (R). Это, в свою

2, рис. 6а), что связано с сильным отражением све-

очередь, позволило найти спектральные зависимос-

та этой поляризации от решетки. Анализ распреде-

ти доли поглощенной энергии (1-T-R) для A- и

ления оптического поля показывает [12], что прин-

B-геометрий, рис. 6.

ципиальное различие между распространением ТМ-

и ТЕ-поляризованного света обусловлено тем, что в

В случае A-геометрии (свет падает со стороны

решетки) доля поглощенного ТМ-поляризованного

случае ТМ-поляризации эффективно возбуждаются

плазмонные поверхностные волны. В нашем случае

света (кривая 1, рис. 6а) достигает 60 % (λ

= 600 нм) от энергии падающего пучка. И это

это и является причиной более эффективного погло-

щения ТМ-поляризованного света при его меньшем

несмотря на то, что доля щелей в общей площа-

ди, занимаемой решеткой, составляет всего 30 %. В

отражении в сравнении с ТЕ-поляризацией.

случае ТЕ-поляризованного света доля поглощен-

Экспериментальные спектры фотоэлектрическо-

ной энергии в среднем в два раза меньше (кривая

го отклика (кривые 3, 4, рис. 6а) хорошо коррелиру-

162

ЖЭТФ, том 157, вып. 1, 2020

Фотоэлектрический эффект в гетероструктуре.. .

ют со спектрами доли поглощенной энергии в A-гео-

ния, а также тем, в каком месте структуры эта

метрии. Сильная наблюдаемая разница в фоточув-

энергия преимущественно поглощается. Наиболь-

ствительности при возбуждении фототока ТМ- и

шая эффективность фотоэлектрического преобра-

ТЕ-поляризованным светом в этой геометрии в зна-

зования реализуется при возбуждении ТМ-поляри-

чительной степени вызвана именно разницей в доле

зованным светом со стороны алюминиевых субвол-

поглощенной энергии. Тем не менее, поскольку отно-

новых решеток. В этом случае, благодаря способ-

шение ампер-ваттных чувствительностей для ТМ- и

ности ТМ-поляризованного света к генерированию

ТЕ-режимов возбуждения, например, на длине вол-

поверхностных плазмонных состояний, отражение

ны 600 нм составляет S_A,TM /S_A,TE ≈ 6, а отно-

ТМ-поляризованного света существенно снижает-

шение поглощенных энергий около 3 (см. кривые

ся по сравнению со светом ТЕ-поляризации. В ре-

1, 2 рис. 6a), то понятно, что существует и допол-

зультате световая энергия эффективно проникает в

нительный механизм усиления эффективности пре-

объем органической пленки, граничащей с алюми-

образования световой энергии. Этот дополнитель-

ниевой решеткой. Кроме того, плазмонные поверх-

ный вклад мы связываем с особенностями припо-

ностные волны способствуют более эффективной ге-

верхностного распределения электромагнитного по-

нерации фотозарядов именно у границы органиче-

ля [12], обусловленного поверхностными плазмон-

ской пленки с алюминиевой решеткой. В результате,

ными состояниями.

при падении света со стороны алюминиевой решет-

Для B-геометрии (когда свет падает со стороны

ки эффективность фотоэлектрического преобразо-

ITO-электрода) доля поглощенной энергии как для

вания энергии ТМ-поляризованного света оказыва-

ТМ-, так и для ТЕ-поляризованного света в обла-

ется многократно выше, чем в случае света ТЕ-по-

сти 600-700 нм приближается к единице (кривые 1,

ляризации.

2 на рис. 6б), что заметно больше чем в случае A-гео-

метрии даже для ТМ-поляризованного света. Тем не

менее, несмотря на это, ампер-ваттная фотоэлектри-

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

ческая чувствительность в B-геометрии (кривые 3,

4 на рис. 6б) существенно ниже, чем в A-геометрии.

Это говорит о том, что в B-геометрии эффектив-

Таким образом, мы исследовали фотоэлек-

ность преобразования световой энергии в фототок

трический эффект в структуре на основе смеси

существенно ниже, чем в A-геометрии. Если учесть,

органических полупроводников ZnPc:C₇₀ с алюми-

что в A-геометрии, когда, например, на длине вол-

ниевой субволновой решеткой в двух геометриях: A

ны 600 нм поглощается 60 % ТМ-поляризованного

и B, различающихся направлением распростране-

света, значение ампер-ваттной чувствительности

ния возбуждающего светового пучка. В геометрии

S_A,TM

≈ 3 мА/Вт, а в B-геометрии при почти

A свет падал со стороны решетки, а в геометрии

100 % поглощении S_B,TM

≈ 1 мА/Вт, то полу-

B — со стороны прозрачного ITO-электрода. Об-

чаем, что эффективность преобразования световой

наружено, что эффективность фотоэлектрического

энергии в A-геометрии примерно в пять раз вы-

преобразования в геометрии A многократно пре-

ше, чем в B-геометрии. Столь значимая разница

вышает таковую в геометрии B. Однако это имеет

подтверждает уже высказанную выше гипотезу о

место лишь для ТМ-поляризованного света, кото-

том, что создающие фототок заряды преимуще-

рый в A-геометрии более эффективно поглощается

ственно образуются вблизи алюминиевой решетки.

структурой по сравнению с ТЕ-поляризованным

Кроме того, хоть и не в такой степени, как для

светом. Поскольку ТМ-поляризованный свет в

A-геометрии, в случае B-геометрии ампер-ваттная

отличие от ТЕ-поляризованного возбуждает плаз-

чувствительность для ТМ-поляризации в области

монные состояния, более эффективное поглощение

580-700 нм тоже заметно выше, чем для ТЕ-поля-

и генерирование фотоэлектрического отклика мы

ризации. Это также указывает на значимость плаз-

связываем именно с плазмонными поверхностными

монных поверхностных мод, возбуждаемых только

волнами.

ТМ-поляризованным светом.

Резюмируя изложенные результаты, можно сде-

Финансирование. Работа выполнена при под-

лать вывод о том, что ампер-ваттная фоточувст-

держке Министерства науки и высшего образова-

вительность определяется не только общей долей

ния в рамках выполнения работ по Государственно-

энергии, поглощенной в фотоэлектрической струк-

му заданию ФНИЦ «Кристаллография и фотоника»

туре, но и поляризацией возбуждающего излуче-

РАН.

163

11*

В. В. Лазарев, Л. М. Блинов, С. Г. Юдин и др.

ЖЭТФ, том 157, вып. 1, 2020

ЛИТЕРАТУРА

9. H. A. Atwater and A. Polman, Nature Mater. 9, 205

(2010).

1. K.-J. Baeg, M. Binda, D. Natali et al., Adv. Mater.

25, 4267 (2013).

10. J. A. Schuller, E. S. Barnard, W. Cai et al., Nature

Mater. 9, 193 (2010).

2. E. Manna, T. Xiao , J. Shinar, and R. Shinar, Electro-

nics 4, 688 (2015).

11. C. Min, J. Li, G. Veronis et al., Appl. Phys. Lett. 96,

133302 (2010).

3. В. А. Миличко, А. С. Шалин, И. С. Мухин и др.,

УФН 186, 801 (2016).

12. В. В. Лазарев, Л. М. Блинов, И. В. Симдян-

кин, С. Г. Юдин, В. В. Артемов, М. В. Горкунов,

4. В. А. Бендерский, Е. И. Кац, ЖЭТФ 154, 662

С. П. Палто, Письма в ЖЭТФ 107, 491 (2018).

(2016).

13. С. П. Палто, А. В. Алпатова, А. Р. Гейвандов и

5. J. Xue, B. P. Rand, S. Uchida, and S. R. Forrest, Adv.

др., Опт. и спектр. 124, 210 (2018).

Mater. 17, 66 (2005).

14. S. P. Palto, M. I. Barnik, V. V. Artemov et al., J.

6. B. Kippelen and J.-L. Bredas, Energy & Environ. Sci.

Appl. Phys. 117, 223108 (2015).

2, 251 (2009).

15. http://empossible.net/academics/emp5304/.

7. K. Cnops, B. P. Rand, D. Cheyns, B. Verreet,

M. A. Empl, and P. Heremans, Nature Commun. 5,

16. H. Fujiwara and M. Kondo, Phys. Rev. B 71, 075109

3406 (2014).

(2005).

8. C.-F. Lin, M. Zhang, S.-W. Liu, T.-L. Chiu, and

17. A. D. Rakić, A. B. Djurišć, J. M. Elazar, and

J.-H. Lee, Int. J. Mol. Sci. 12, 476 (2011).

M. L. Majewski, Appl. Opt. 37, 5271 (1998).

164