提高LED发光效率的研究

1、摘 要表面等离子体(Surface plasmons，SPs)是近年来国际上研究的一个热点SPs具有空间局域性，局域场增强等特点，可以用来增强发光二极管(Lightemitting diode，LED)的发光效率。利用表面等离子体场局域性质，在共振时SPs有很高的态密度，这能够影响发光中心的辐射速率，提高发光中心的内量子效率；并且可以制作合适的结构，控制光的出射方向，提高发光二极管的提取效率近年很多研究小组研究了SPs增强发光效率的物理机理，并得到一些很好的结果，本文对现阶段的研究进展进行综述关键词: 发光二极管 表面等离激元 金属光栅AbstractSurface plasmons is a

2、 hotspot of research in recent yearsSurface plasmons have some particular characteristics such 0,8 electric field localization and electric field enhancementThese characteristics Can beused to enhance emi船ion of lightemitting diodeBecause of，electric field localization，SPs has large density of state

3、s when excitedThis can influence the radiation rate of exciton and improve the quantum yieldThe direction of radiation and the efficiency of LED can be controled by appropriate configurationMany research groups have investigated the phyrsical mechanism of enhance emission using SPs in recent years a

4、nd get some great resultsThe development of enhanced emission of lightemitting diode using surface plasmons is reviewedKeywords: Lightemittingdiode Surfaceplasmon Metalgrating1 绪论1.1 研究背景光二极管 (Light Emitting Diode，LED)是一种可将电能转换为光能的有源电子器件，属于电致发光固态光源，被认为是最有可能进入普通照明领域的一种绿色照明光源。与传统的光源相比，具有体积小、寿命长、电压低、节能

5、和环保等优点，是下一代照明的理想选择。各种类型的LED、利用LED 作二次开发的产品及与LED 配套的产品 如白光LED 驱动器 发展迅速，新产品不断上市，已发展成不少新型产业。展望将来 ，还期望更进一步地提高LED的发光效率。自从LED发明以来，经过半个多世纪的发展，技术上已取得了很大的进步。现在的LED光强达到烛光级，寿命达到数万小时，辐射光的颜色形成了包含白光的多元色彩，制造成本已降低到早期的十分之一，而且这种趋势还在进一步发展之中。专家预计 LED未来将取代白炽灯、 荧光灯而成为新一代照明光源。然而目前仍存在发光效率不高、成本高等问题。虽然光通量可以通过增加输入功率来获得，但同时又面临

6、器件温升效应的问题。因此通过其它途径来增加 LED的发光效率， 成为国内外的研究热点。由于半导体折射率很高，由于全反射等因素，有源层产生的光绝大部分在LED内部转换为热能白白损耗掉了，能够辐射到自由空间的光占很小部分，使传统LED的出光效率仍然很低，因此提高LED的出光效率在节能减排的今天具有重要的意义。为了解决这个问题，人们往往采用表面粗化、光子晶体、图像化衬底、倒装技术等方法改善光在LED不同材料界面产生的反射，这些方法对于提高LED的出光率是非常有效的。1.2 表面等离激元的研究现状金属中存在自由电子，当电磁波入射到金属表面时，金属表面两侧的电场的垂直分量不连续，自由电子局部会聚集在金属

7、表面，随电场的变化而振荡，当电子的振荡频率和入射电磁波的频率一致时就会产生共振，外来的电磁场能量被吸收，这种特殊的电磁模式被称为表面等离激元。对于平坦的金属/介质表面，局部聚集的自由电子受到平行于金属表面的电场驱动，会以疏密波的形式沿着金属表面传播，局域于有限空间的电子会造成局部电磁场强度增强的现象。表面等离激元沿着表面传播，而在垂直于该表面的法向上呈指数衰减。光波与粗糙金属表面或金属纳米结构的祸合，则表现为局域化的表面等离激元，它的突出特点之一是巨大的局部场增强效应，使得近场外围内的介质对外界电磁场的响应呈现独特的线性或非线性效应，如在特定的波长范围内出现强烈的光吸收、光散射、发光和二次及三

8、次谐波发生等，使能量传输和转换效率得到大幅度提高。而当改变金属表面结构时，sPs的性质、色散关系、激发模式、耦合效应等都将产生重大的变化。通过SPs与光场之间的相互作用，能够实现对光传播的主动操控。表面等离子体光子学已成为一门新兴的学科，它的原理、新颖效应以及机制的探究，都极大地吸引研究者们的兴趣。 表面等离子的概念表面等离子体（Surface Plasmons，SPs）是指在金属表面存在的自由振动的电子与光子相互作用产生的沿着金属表面传播的电子疏密波。其产生的物理原理如下：如作图所示，在两种半无限大、各向同性介质构成的界面，介质的介电常数是正的实数，金属的介电常数是实部为负的复数。根据max

9、well方程，结合边界条件和材料的特性，可以计算得出表面等离子体的场分布和色散特性。 图1.1 金属膜与电介质表面间的等离子体振荡一般来说，表面等离子体波的场分布具有以下特性： 1.其场分布在沿着界面方向是高度局域的，是一个消逝波，且在金属中场分布比在介质中分布更集中，一般分布深度与波长量级相同。 2.在平行于表面的方向，场是可以传播的，但是由于金属的损耗存在，所以在传播的过程中会有衰减存在，传播距离有限。 表面等离子体的应用1.表面等离子体波是在两种界面附近存在的波，界面两侧的折射率分布对场分布有很大的影响，利用这一点能够进行传感。目前利用Kretschmann结构进行生物传感的技术已经得到

10、了极大的发展，这种传感技术结构简单，灵敏度高，检测过程中无需标记物，可实时监测样品结合过程，传感芯片可重复利用，响应速度快等诸多特点。目前该技术可用于气体、 液体和有机薄膜等分析，目前主要用于生命科学和化学领域。目前市场上主要产品有瑞典Biocore AB公司生产的Biocore 3000等。 2.表面等离子体波具有局域分布的特性，由于光学衍射极限的存在，传统的成像技术不可能突破可见光的波长范围。使得表面等离子体波能够应用于制作亚波长量级的光电子器件的生产，有利用光电子集成器件的制作。例如：可以制作亚波长量级的波导，亚波长量级的布拉克反射镜,亚波长量级的透镜等。由于能够突破极限，所以能够应用表

11、面等离子体效应来做近场显微镜，做曝光等等。 2000年，Pendry引进“超透镜”的概念，通过激发SPs来增强隐失波，利用银制作的超透镜，可以得到60nm分辨率的图像，突破了光学的衍射极限。图1.2 传统的纳米光刻蚀技术和基于超透镜的SPs光纳米刻蚀性能的比较（a）传统的纳米刻蚀技术； （b） 利用SPs的纳米刻蚀技术由图1.1可见，采用SPs的纳米刻蚀技术比传统的光刻蚀技术的分辨率提高了很多。传统的光刻蚀技术分辨率约为320nm，采用了SPs后，分辨率可以提高4倍。3.等离子体光子芯片当光子元件尺寸笑道可与光波长相比拟时，由于衍射极限的存在，光的传播受到阻碍，目前电子电路可以制作出100nm

12、以下的尺寸了。但是光子回路的尺寸仍保持在1000nm量级。基于SPs的光子器件作为走出这一困境提供了机遇，在亚波长尺度的金属结构中光场局域化合导波的可能性，可应用于构建亚波长光子元件等离子体光子芯片。为了使SPs在光子回路中取得良好的传输距离，人们已经研究出各种等离子激元导波，例如金属光子晶体，薄金属条，金属纳米粒子链，金属纳米棒等。50-100nm大小的金属链传输距离在纳米以内，而隧道型结构的亚波长等离激元导波可使传输距离达到微米量级。控制表面等离激元能力的传输，使得它适合于实现集成光子回路中信息的传播 4.SPPs耦合器等离子光子芯片具有输入和输出端口，而这些端口可以通过SPPs祸合器，避

13、免将远场光直接祸合到芯片中的光电子器件上。将半径为的1/4圆周排列的金属纳米颗粒与SPPs波导整合在一起，当聚焦的SPPs馈送进祸合器时，传播距离可达到，如图1.3所示。 图 1.3 SPPs与银窄条波导的祸合 (a)纳米点聚焦阵列 (b)SPPs强度分布5.表面等离子体波在太阳能电池和LED等新型能源相关器件方面的应用。目前可以在太阳能电池上利用表面等离子体效应来提高太阳能电池的光电转换效率，同样也可以在LED上应用表面等离子体效应提高其出光效率。如果能研制出商业化的产品，那么对于解决人类的能源问题，表面等离子体波也能贡献自己的一份力量。 此外，SPPS还应用于制作各种调制器和开关、亚波长光

14、学数据存储等领域，显示了广阔的应用前景1.3 研究目的及意义目前半导体发光二极管LED已成为各种固态发光器件的重要部分，但是也面临着发光效率低的困境。半导体折射率比空气高，使得发光层产生的光只有很小一部分辐射到自由空间，大部分的光经过多次全反射之后被电极或发光层吸收了。LED的发光效率还有很大的提升空间。利用等离激元提高LED发光效率是光可以激发表面等离激元，通过合理的金属表面结构，再以光的方式辐射出去，从而提高LED的量子效率。随着等离激元理论的深入研究，很多研究者利用SPPS来提高LED的发光效率，取得了明显的发光增强效果。2004年，Okamoto等用inGaN半导体量子阱作为发光层，在

15、上面蒸镀了一层金属薄膜，与没有加金属的情况下量子阱发光强度对比，可获得最多14倍的发光增强效果，如图1.4所示。图1.4 2004年Okamoto利用金属薄膜增强量子阱发光（a） 实验装置；（b）不同金属对发光增强的影响为进一步利用SPPs提高LED发光效率，2007年Okamoto等在前面实验的基础上，在图1.5 Okamoto的进一步研究结果（a） 实验中金光栅； （b）不同周期的光栅的影响2006年 chenchengyen等利用金属的扩散，形成金属纳米颗粒中心密度大，周围逐渐降低的结构，通过探测不同区域的发光强度，研究了不同的金属形貌对发光增强效果的影响。实验结果得到，金属颗粒密度大的

16、区域发光效率高，因为此区域会产生更多的表面等离激元与发光层相互作用，更有效的满足相位匹配条件，使表面等离激元能量辐射图1.56 Chen Chengyen研究实验（a） 金属颗粒分布； （b）不同形貌对发光的影响2007年、 hDongming等在接近实际使用的InGaN半导体量子阱LED内利用表面等离激元获得了光致发光的增强频谱，在相同的注入电流下，金属层与发光层之间没有欧姆接触时，表面等离激图 1.7 Yeh Dongming研究实验（a）实验结构; (b) 不同样品对发光的影响 2. 表面等离子体及基本特征表面等离子体激元就是局域在金属表面的一种由自由电子和光子相互作用形成的激发态倏逝波

17、。在这种相互作用中，自由电子在与其共振频率相同的光波照射下发生集体振荡。这种表面电荷振荡与光波电磁场之间的相互作用就构成了具有独特性质的SPPs。表面等离子体激元的电磁场局限于介质表面，依靠改变导体表面的性质，可以改变表面等离子体激元的性质，这就为研制新型的光子学器件提供了的途径。同时，SPPs理论在亚波长领域的应用解释了很多传统光学难以解释的问题。近年来，随着扫描近场光学显微技术(Scanning Near-Field Optical Microscopy，SNOM)的发展，使直接在材料表面观测SPPs变为可能，这极大促进了表面激元的研究。作为当前非常前沿和热门的研究领域，以亚波长金属微结构

18、为主体的表面等离子体亚波长光学，主要是利用其在光学中电磁波通过金属微结构可超衍射传输和微纳米尺度上能量局域汇聚放大等特征。2.1外量子效率和内量子效率的光电转换效率包括两部分：内量子效率和外量子效率。内量子效率是指电子空穴对在结区复合产生光子的效率；外量子效率指将结区产生的光子引出了后的总效率。设的外量子效率为ex，可用下式表示： （2-1-1）其中：in是内量子效率；Cex是逃逸率。的内量子效率与外量子效率之间存在巨大的差距。一般来说，高质量的内量子效率可以达到以上，而它的外量子效率却非常有限，这是因为ex非常低的缘故，而这主要是由结区的特点所决定的。的衬底对光的吸收非常严重，另外它的折射率

19、也很高，导致封装时的光全反射角很小，影响了出光效率。不能出射的光在结区转换为热能，提高了结温，使晶格震动加剧，影响了内部量子效率，也使的寿命大打折扣。发光二极管有两大类，一类是有机半导体发光二极管(OLED)；另一类是聚合物发光二极管(PLED)。 两类发光二极管的发光机制都是通过电极分别注入电子、空穴，电子、空穴在发光层复合产生激子，激子 能量衰减辐射光。发光二极极中，能量损耗主要存在于两个方面：第一个方面的损耗是当注入载流予在发 光层中耦合发光时，并不是所有的注入能量都能够转变为光子，一部分激子能量经过晶格振动、深能级杂质跃迁等非辐射跃迁过程被损耗掉，可以用内量子效率描述这个过程的能量损耗

20、；内，其 中。和，分别表示辐射跃迁速率和非辐射跃迁速率；第二个方面的损耗是由于半导体发光材料的折射 率都比较大，光从半导体材料进入空气时，全反射角很小。当半导体发光材料中产生光子后，只有小部分光从全反射角以内辐射，大部分光在全反射角之外，经过数次全反射后被吸收了。如果认为全反射角度以内的光能够没有损耗的进入空气中，光能从半导体材料进入空气中的能量也只有1/2n2,对发光层是GaAs 半导体材料(n=35)大约只有5的能量能够进入空气中，如果考虑实际情况，在全反射角角度内还存在菲涅耳反射的损耗，这结果将更小。可以用外量子效率叩外来描述这个过程的损耗。发光二极管整体的发 光效率为=*内外 （2-1

21、-2）2.2表面等离子体增强发光二极管发光效率的原理表面等离子体(SPs)简单而言是，在一定的条件下，光激励金属表面自由电子集体相干振荡，而存在 于金属与介质界面的电磁波，它具有空间局域性、局域场增强等特点。利用SPs可以分别提高LED发光的内量子效率和外量子效率利用SPs提高LED的内量子效率是基于Purcell在1946年提出的激子自发辐射速率和态密度有关的原理，当发光中心处在波长量级的微腔中，光子的态密度发生改变，引起激子自发辐射速率的改变。利用SPs提高LED外量子效率是大于全内反射角的而不能辐射出去的光可激发SPs，进而通过合理构造金属表面结构，再以光的方式辐射出去，同时光栅结构还可

22、以控制辐射光的出射方向，从而提高LED的外量子效率发光中心在SPs场范围内时，金属表面的SPs会影响半导体发光中心的自发辐射过程。根据Purcell提出的理论，激予的自发辐射跃迁速率与光子态密度有关，用Fermi黄金规则可以描述这个过程 （2-2-1）其中，是激子的自发辐射速率，是偶极子辐射矩阵元，是光子态密度，真空中的光子态密度 (2-2-2)电子一空穴复合产生激子的能量不仅通过辅射跃迁、非辐射跃迁衰减，还会将能量直接藕合到SPs中，激子能量通过辐射跃迁、非辐射跃迁衰减与激子能量通过耦合成SPs能懿衰减是一个竞争过程。这时，LED的内量子效率描述为内= （2-2-3）其中是激子能量直接耦合到

23、SPs的耦合速率。激子能量耦合到SPs的过程也用Fermi黄金规则描述 (2-2-4)其中d是发光偶极子的动量，是SPs电场在发光层位置的大小，是SPs的态密度。在二维的k空间中 (2-2-5)对于无限厚的金属层，SPs的色散方程为 (2-2-6)如图2.1所示，上面一条是金属和空气界面的色散曲线，下面一条是金属和介质界面的色散曲线从图2.1可以看到，当满足SPs的共振条件时，SPs的态密度非常大态密度越大，发光中心的自发辐射速率越大，由（2-2-3）式可以看出，非常大时，LED的内量子效率会提高根据Gontijo等的计算，当偶极子的发光波长与SPs的共振波长相匹配时，SPs加入发光过程的激子

24、辐射速率可比没有加入SPs发光图2.1 金属分别和空气界面、介质界面的色散曲线 图2.2 SPs参与光辐射过程示意图图2.2是描述SPs参与发光辐射过程的示意图。图中电子一空穴复合产生激子的能量会通过辐射跃迁，非辐射跃迁和直接耦合到SPs中兰种方式衰减。LED的发光波长中心与SPs的共振波长匹配时，激子能量以远大于另外两种衰减方式的速率藕合到SPs中，极大的提高激子能量衰减速率，加快自发辐射速率，从而提高LED发光的内量子效率。对内量子效率比较低的半导体材料，如GaN等，提高发光内量子效率的效果更加明显。从图2.1中的SPs的色散曲线可以着到，使用不同金属材料或者改变金属表面覆盖的介质层的材料

25、可以改变SPs的性质对于不同发射峰的半导体发光材料，可以设计合适的参数改变SPs的性质，使SPs的共振波长与半导体发光材料发射峰的波长位置匹配，得到不同半导体发光材料的发光增强效果。通常情况下，自由空间光的波矢始终小于同频率的SPs的波矢，光不能直接激励SPs。同样，SPs的能量也不能直接转化为自由空间的光为了更好的激励SPs并将SPs能量转化为自由空间的光，必须引入动量补偿，使SPs的波矢小予或等于同频率的自由空间中光的波矢(如图2.1中的箭头新示)，这样才能有效的激励SPs，将SPs的能量转化为自由空间的光。用周期结构的光栅可提供倒格矢，使SPs的波矢减小到能与自由空间的光的波矢匹配。加入

26、光栅后波矢匹配条件为其中，k为自由空间中光的波矢，为光栅周期。 (2-2-7)光栅的引入可将大于全内反射角的而不能辐射出去的光通过SPs与光子的相互耦合转化而辐射出去，同时合理的设计光栅的周期结构，可以控制辐射光的出射方向，在特定的方向，光栅能够集中辐射能量的70以上，极大提高LED的外量子效率。光栅能很好的提高SPs能量与自由空间光的耦合效率。利用金属表面的粗糙结构也能为SPs提供波矢补偿，但辐射效率没有使用光栅的效率高。如果忽略散射所引起的衰减，那么自由电子的运动方程就可以写为： （2-3-4）可以写成： （2-3-5） （2-3-6）式（2-3-6）表示金属内部所有电子以同位相作集体自由

27、振荡的频率， 为无衰减系统中的等离子体的频率。当电子群偏离平衡位置时，将会受到使它们返回平衡位置的恢复力；在该恢复力的作用下，电子群将回到平衡位置，但是由于到达平衡位置时，势能为零，动能最大，所以电子群将通过平衡位置继续向前运动，直至全部动能变为势能。如此往复，电子这种简单的周期性运动被称为电子集体振荡。232表面等离子体振荡前面讨论的是块状金属内电子群的振荡，这一段我们主要考虑金属表面自由电子振荡的情形，由于电子的横向运动受到金属表面的阻碍，所以在金属表面上电子的浓度以梯度分布，形成了局限于金属表面的等离子体振荡，Powell和Swan的电子能量损失实验已经证明了该振荡的存在。伴随着表面等离

28、子体的振荡，产生了一种传播于金属表面，并且振幅沿z方向衰减的表面电磁波，我们把该电磁波称为表面等离子体波(SPW)。由于表面电荷的振荡，产生横向和纵向的电磁场，可知该电磁场在时消失，在金属的表面最强，因此对表面的性质很敏感，电场可以写为： （2-3-7）其中±分别对应z0和Z<0，波矢在X和Z方向的分量分别为Kx和Kz，由于Kz也为叙述或者复数，使得Ez以e指数的形式减小，其中Kx为： （2-3-8）p为等离子体波的波长。在界面处，表面等离子体波沿X方向传播，没有Y分量，所以介质中的场可以写为： （2-3-9）该电磁波满足麦克斯韦方程：和边界条件：从(217)和(21 8)可以

29、得出：把方程(29)(212)代N(213)式可以得出：即综合上面，可以推知：及 由于波矢Kx通过电磁场界面时是连续的，将式(2。26)带八瓦(227)7就可以分别得波矢Kx和Kzi的表达式：由于和2都是实数，而金属的介电常数1在该电磁波频率下通常为复数，并且，因此Kx1也是一个复数，我们可以写成，其中绝大多数金属且，这就使得是实数，而且，决定了表面等离子体的振动频率，则相当于表面等离子体波的阻尼因子，所以表面等离子体波在沿金属表面传播的过程中，振幅以负指数的形式衰减。§223表面等离子体的产生条件介质l和介质2均为半无限大的各向同性非磁性介质，其相对介电常数分别为q(缈)和g：(缈

30、)，假设在如图2-1所示的界面上存在表面等离子体波，且沿界面x轴方向传播。由式(图2-1表面等离子体的界面条件由于Kz1和Kz2均为正实数，那么介质1和介质2的相对介电常数的符号一定相反，即表面等离子体一定存在于两种介质介电常数符号相反的界面上。如果其中一个介质是介电常数的实部为负的金属，那么就符合表面等离子波产生的条件。在可见光和近红外区域，像金、银、铝等这些反射率较高的金属来说，它们的复介电常数是实部的绝对值比其虚部大得多的负数，即有由于金属的这种特殊光学性质，使得表面等离子波可以在金属和介质的界面传输，而且还可以在夹于两介质中的金属薄膜表面产生长程表面等离子波。 3 一维金属光栅在表面等

31、离子体原理中的应用 根据经典理论,光波在狭缝中的透过率都正比于狭缝尺寸与入射波长 比值 的 4次方 ， 所 以亚波长金属狭缝的透过率 是极低的 Eb b e s e n等 发现当一束光垂直通过周期性小孔阵列的金属银膜时在某些特定的波长上 P偏振光有异常的透过增强他们给出的解释是金属表面的周期结构产生了表面等离子激元共振 理论和实验证 明， 多种亚波长金属微结构能够实现对入射光的异常透射效果 ， 其中包括具有亚波 长狭缝的金属薄膜、 带有光栅的金属薄膜结构等， 这 对光学超分辨领域 的研究起到了极 大的推动作用 这种金属亚波长结构的增透效应在超分辨率纳米光 刻 、 近场光学、 高密度数据存储等领

32、域具有巨大的应 用潜力 已有的研究主要侧重于表面等离子体波耦合激 发现象的分析 以及亚波长器件的设计L 3 书 S P Ps波是金属激发的表面波 ， 并能在金属一 介质界面传播 ，其原理是由于金属表面电子在外加 TM 偏振光作用下发生了极化 表征 S P Ps波的一个重要特性是 ： 激发出的 S P Ps波的波矢 比自由空问的波矢大 ， 因 此 S P Ps波具有超分辨的特性 3.1 基本原理及金属材料 的选择 S P Ps是局域在导体 ( 一般是金属) 表面上 自由 电子与入射光 子相互作用而产生 的激发态激元 ， 又 称电荷密度 波， 以倏逝波 的形式存在 如图3.1（a）所 示 ， 表面

33、等离子波( S PW) 在光滑的金属一 介质交界面 传播时， 电场矢量可 以分为平 行于接触 界面 的Ex以及垂直于接触界面的Ey， 其分布表述如下 ： (3-1-1)其中 S P W 以波矢沿界面x方 向传播 ， 传播 常数为 (3-1-2)(3-1-2) 式 中：和分别为介质材料和金属材料的介 电常 数，与分别表示的虚部和实部 在光滑的金属一 介质界面上，的色散曲线与入射光波矢量 的关系见图3.1( b ) ， 其中和c分别为光 波角频率和自由空间 的光 速一 般 情 况 下 由于，在平坦 的金属一 介质 界 面上， 入射光无法和 S P Ps耦合激发 ； 但是如果在金属介质界面上加入特殊

34、结构后， 改变了入射光波矢量则将使 S PP s和入射光 的耦合成 为可能 常用 的方法主要是利用全反射 结构、 衍射结 构、 光栅微 结构等 图3.1 SPPs的传播特性从式(3-1-1)中可 以看 出， 在垂直于界面方向 S PW 的电场幅值以常数 k 呈指数衰减 ， 介质侧；，金属侧 (3-1-3 )因此定义 S P W 在介质侧的垂直传播深度： (3-1-4)因为金属中存在欧姆损耗 ， S PW 沿界面传播时也呈 指数衰减 ， 其水平方向传播距离 L 由 k 的虚部 a ， 即吸收系数来决定 ： （3-1-5） 利用式 (3-1-4)、 （3-1-5）计算 得到金属材料 的 和 如 图

35、 2所示 ， 介质材料 选择为空气， 结合金属材料 的反射曲线 ， 当波长 大 于 4 5 0 n m 时， 铝( A1 ) 的最大 ， 这意味着在垂直 于界面的方向S P W 衰减最缓慢 ， 相对而言更容 易耦合 ， 但铝膜的远小于银( Ag ) 膜 ， 所以铝膜对 S P W 的吸收较大， 而银膜在可见光及近红外波段具 有最小 的吸收损耗 由图3.2可知 ， 在亚波长金属薄膜微结构中， 金属 银 的特性最佳 ， 尤其当狭缝较深时， 银是首选的金属 材料 在红外波段金 ( Au ) 具有 比较好的性质 ， 是一 种可选的材料 在下面的金属亚波长微结构中 ， 使用金属材料均是银 图3.2 光波

36、在4中重要金属薄膜中的传播特性3.2 金属表面微结构 现阶段国内外研究的结构多属一维或二维阵列 的金属微结构 由于条件的限制 ， 本文暂对一维 的薄膜金属微结构展开研究一维薄膜金属微结构是指金属狭缝与一维金属光栅 已有研究证明， 亚波长金属狭缝在一维金属光栅辅助下可以实现超常透 射和对出射光远场分布的控制 亚波长线性狭缝结构如图 3.3所示 ， 狭缝宽度为 ， 狭缝深度为 t ， 光栅周期为 d， 光栅深度为 h， 狭缝 单侧的光栅周期数为 N， 下标 0代表入射面， 1代表 出射面 本文借助于人射光透射 的 3个步骤 ， 以波长 为1050nm的 P偏振为例 ， 来图3.3亚波长金属狭缝的入

37、射面于出射面上对称分布的一维金属光栅透射的 3步骤分为： 1 ) 耦合输入 函数表示入 射光在亚波长孔径的人 口处转变为倏逝波的总量， 即透射增强作用 ； 2 ) 倏逝波受小孔截止 函数的影响 在传输过程 中呈指数形式衰减 ； 3 ) 在 出射界面耦合 输出函数决定了倏逝波转变为可传播波的形式 ， 即 控制出射光的远场分布 采用时域有 限差分 ( FDTD) 法， 将计算 区域沿 z、 y方 向分成400×400网格单元 ，分别为 网格单元沿 x、方 向上的长度时间增量 计算中上下边界采用各向 异性介质完全匹配层的吸收边界， 左右边界采用周期性边界条件 ， 研究其线性凹槽结构的透射能

38、流 3.3 入射面光栅对亚波长金属狭缝的透射增强作用 如图3. 4 ( a ) 所示 ， 在独立悬浮的银膜 可知在光栅表面 能够激发 S P Ps 由于人射 波长为1050n m， 根据金属光栅 S PP s耦合公式 （3-3-2）可得当入射角0=0， 级次m=1时， 激发的 S P P s 波 长应 与光栅 周期d0相 等 ， 即1000n m 图3.4 ( b ) 的结构是具有单个亚波长细缝 的金属 Ag薄膜 ， 未加任何 光栅 微结构 其 细缝 的宽 度为 180 n m， 银膜的厚度为 500nm 图 3.4 ( a ) 在图3. 4( b ) 结 构的基础上， 在入射面增加了金属光栅

39、微结构 ， 光栅周期为1000 n m， 深度为80n m 在相同强度的 P偏 振高斯光束入射下 ， 加 了光栅凹槽之后 ， 在入射面形 成了强烈的共振耦合激发 ， 出射面透射明显增强 ， 而 透射光的出射方 向与一般 的单缝衍射相同， 仍然 向 整个半空间内衍射。 若在入射面的亚波长狭缝两侧加上光栅结构， 则 影响其透射效果的参数还有栅格凹槽数 目N和光栅 凹槽深度 h等 在图3.4 ( a ) 的结构中， 当观察出射面外100n m处光强随光栅凹槽数 目的变化情况时， 从图 3.5 ( a ) 可以发现， 随着凹槽数 目逐渐增加， 透射光强 I随之增大， 当 N 为 5时， 透射光强已基本

40、达到饱和 光栅凹槽深度对透射作用的影响也是相当明显的， 如图3. 5 ( b ) 所示 ， 计算光栅深度在 2 0 1 8 0 n m变化时， 当光栅深度小于100nm时， 透射光强随着光栅凹槽的深度增加而增强 ， 当光栅深度为100 n m时透射光强达到最大， 随后又随凹槽深度的增加而减小 因此对于 图3. 4 ( a ) 所示的结构， 深度取 1 0 0 n m左右是最佳结构 图 3.5 出射光强与金属光栅凹槽数目和深度的关系3.3.1 亚波长金属狭缝中的传输特性 研究表明， 线性金属亚波长微结构的透射光强还 受到亚波长狭缝深度， 即金属膜厚度的影响 如图3. 6 所示 ， 当细缝深度为人

41、射光波长的 1 4奇数倍时， 透射光强达到极大值 ； 而为波长的 1 4偶数倍时， 透射 光强为极小值 ， 相邻的极大值与极小值之间的比值 大约为1.2 同心圆牛眼光栅微结构的出射光强 与 膜厚成反比口 ， 可以看出， 线性狭缝结构与 同心 圆牛眼光栅的耦合波传输有区别 图3.6 出射光强与金属薄膜厚度的变化光系由于受到狭缝深度 的截止作用 ， 随着金属膜厚 的增加 ， 极大值和极小值均在减小 ， 这为选择金属亚 波长结构的参数提供了依据 在后面的结构中， 当厚 度选择为680nm 的 Ag膜时 ， 可实现最大的透射增 强作用 出射面光栅控制出射光的远场分布 出射面光栅决定了倏逝波转变为可传播

42、波的形 式 ， 即控制出射光的远场分布 如果 出射面光栅与 S PP s满足 （3-3-3）则可以实现1方 向出射如果 出射 面光栅是对 称 的 ， 出射光可能分别 出现会聚、 准直、 发散 3种形式 图 3.7给出了其 中 2种形式的出射情况 ， 图3. 7 ( a ) 中出 射面光栅周期为7 2 0 n m， 出射角为,呈图3.7 出射面光栅对光束角度的控制 4小 结本文介绍了利用表面等离子体增强发光二极管的发光效率的原理以及近年来的研究成果。理论分析和实验研究结果均表明，利用金属表面产生的SPPs的特殊性质可以影响有机发光二极管(LED)和无机发光二极管(OLED)的发光过程。但是，SPPs影响发光二极管发光过程的物理机理还有待深入研究，增强发光效率的最优化结构参数还需要进一步优化设计。利用SPPs的特殊性质，可以有效提高发光效率，虽然现阶段的研究离实际应