CN102396065B - 利用非辐射能量传递的光学元件 - Google Patents

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Abstract

本文描述一种改良型光电元件，它利用光响应性纳米粒子(106)并利用一非辐射能量传递机制。所述纳米粒子(106)排列在一个腔室或多个腔室(105)的侧壁上，所述腔室从元件表面延伸穿过电子结构并穿透能量传递区域(107)。纳米粒子(106)所排列的空间位置紧邻一能量传递区域(107)，借此，能量通过非接触性偶极-偶极相互作用而以非辐射形式传递给电子结构或通过非接触性偶极-偶极相互作用从所述电子结构传递出去。根据操作模式，元件可通过所述腔室吸收从元件表面接收的光能，然后以非辐射形式传递此能量，或者可以非辐射形式传递能量，接着通过所述腔室向元件表面发射光能。因此，所述元件可应用于发光元件、光电(太阳能)电池、显示器、光探测器、激光器和单光子元件。

Description

利用非辐射能量传递的光学元件
技术领域
本发明涉及利用光响应性纳米粒子并利用一非辐射能量传递机制的改良型光电元件，且尤其涉及提高操作效率的实际元件配置。此类元件包括发光元件、光电(太阳能)电池、显示器、光探测器、激光器和单光子元件。
背景技术
鉴于非可再生能源耗减及对环境产生的相关影响的全球意识增强，发展绿色可再生能源技术，以及尽可能地增加现有技术的能源转换效率(wall plug efficiency)受到密切关注并倾力为之。
世界上大约19％的能源消耗通常是由照明引起的。目前的照明技术包括白炽灯、荧光灯、发光二极管和有机发光二极管。各种因素影响着能源转换效率。现在简要回顾一下每种技术的整体性能：
发光技术
一般LED以在一平面基板上生长的半导体异质结构为基础。当在所述异质结构两端施加一电势差时，电子-空穴对(激子)在外延异质结构的接合区域中产生，然后在一短时延迟(弛豫时间)后复合，产生一光子，光子具有的能量等于异质结构的电子能带间隙。
一般LED可由许多不同的半导体材料制成。由于视本征能带间隙而定，所以发射波长主要与此材料的选择有关。一般LED的常见材料包括：GaN、InP、GaAs。可通过诱导和控制应力，使外延异质结构中的接合区域的任一侧的能带结构的相对能量级发生改变，微调其发射波长。此项技术已用在，例如，GaN基LED中，以获得绿光发射，其实原本的能带间隙是存在于光谱的蓝光部分中。
一般LED中的损失机制包括影响内部量子效率(IQE)(电子到光子的转换效率)和光提取效率的因素。与内部量子效率有关的因素包括：外延层的品质(缺陷密度)、电连接点的电阻率，及由于层的局部受热(热提取)所产生的应变。
在一般LED中，希望使得因为MQW层(多重量子阱层)中的激子对复合所产生的辐射输出最大化。这与提高外延结构的内部量子效率(IQE)有关。为了获得高IQE，外延异质结构必须大致呈单晶态且具有低的外延缺陷密度。一般LED中的外延缺陷可包括点、线和位错缺陷的类型。为了降低缺陷密度，外延层的晶格常数必须与一底层基板材料的晶格常数相匹配，这进一步限制了它们的设计和冲击成本(impact cost)。为了减轻依赖于基板的生长问题已付出了相当大的努力，产生了各种各样的LED外延结构。
举例而言，最基本的一般蓝光LED设计(被称作横向电流分布设计)之一包含直接在一蓝宝石基板上生长的一GaN层。一个厚且未经掺杂的种晶层首先沉积在所述基板上以改善与蓝宝石的晶格匹配。在生长一段距离以后，生长条件改变，生成连续的n型与p型掺杂层以及夹在两者之间的量子阱，形成接合区域。接着一透明的导电电流分布层沉积在元件顶部上以改良顶部p-GaN层的导电性。然后不透明的金属接点堆叠沉积在导电电流分布层上，以致于遮蔽了一部分发光区域，从而降低了元件效率。蓝宝石(与GaN晶格很匹配)是一种不良热导体，若此类设计的元件在一般照明应用所需的非常高的电流密度下被驱动，那么寿命会缩短。此外，对一个薄且透光的顶部电流分布层而言，必需限制可实现的接触电阻，且因此限制元件的供电效率。
另一种常见配置被称作“垂直电流分布设计”。这克服了晶格失配问题并提供改良的散热性及减小的电连接点电阻。在此情况下，外延层在一牺牲基板上生长，然后，被粘合到一金属(或高导热性)基板上，且从牺牲生长基板释放，以形成一n型朝上元件，其底层基板的热传递特性得到改善。除此之外，金属基板还提供一反射镜，提高了光提取效率。
改良外延生长品质的其他方法，包括使用初始生长位置通过光刻法、模板或纳米粒子而得以预涂晶种的图案化或模板化的基板。在此情况下，基板/半导体界面处的应变可减轻，且在极端情况下，可以生长单独隔离的量子线阵列(纳米GaN)。就图案化的基板而言，所产生的空洞(void)有助于通过提供其他散射中心来改良光提取。
正如Nishida,T.；Saito,H.；Kobayashi,N.在2001年出版的《应用物理学快报》第79册第6期第711-712页(Applied Physics Letters2001,79,(6),711-712)上所发表的论文中所述，最好的(垂直的)GaN基LED的内部量子效率达到80％。
一般LED的一关键的本质问题是不良光提取效率的问题。由于常见半导体材料的折射率相对较高以及光在外延结构的深处产生的事实，半导体/空气界面上发生的菲涅尔反射导致大部分辐射能量受到约束。因此，所述结构中产生的大部分光并未射出而是在内部反复循环。此因素严重限制了一般LED的能源转换效率。
可利用若干方法来改良一般LED的光提取。目的都是试图克服表面/空气界面处出现菲涅尔反射损耗。最常见的技术是利用随机的表面粗糙化来为受限光提供随机的散射中心，使光子最终得以进入在所述结构的正常出光锥内传播的射线，这实际上就是图案化基板技术的工作原理。在外延生长期间，或通过后续的电化学蚀刻，都可能诱发随机粗糙化。在这两种情况下，随机结构的位置都通过外延缺陷位置来涂晶种，且因此，此项技术并不适于或利于品质很高的低缺陷密度外延。因此，在IQE与外部量子效率(EQE)之间要做进一步的权衡。
一种替代方法是利用周期性图案化将一光子晶体的晶格以某种方式蚀刻成异质结构。在此情况下，光子晶体通过将受限模式更改为泄漏辐射模式而为(仍存在于所述高折射率材料中位于空穴周围的)受限光子提供一设计过的泄漏机制，且实际上是使出光锥再成形，例如，以一种更复杂的方式来改变顶面的菲涅尔反射条件。
就任一种表面图案化而言，极其重要的是被蚀刻结构并未穿透量子阱，否则将产生一导电路径，允许元件在施用电流分布层时发生短路(分流)，又或者增加会使IQE减小的不合需要的泄漏电流。
虽然从制造上来说，一般LED的波长属性从本质上讲受可用半导体材料的限制，但是可通过使用次要吸收器和发射器来延展发射波长范围。例如，一般的做法是将一磷光体层置于LED表面附近，使得由下方LED发射的蓝光光子被一磷光体吸收且接着以一不同波长重发射。
此方案依赖于一种使磷光体的吸收谱必须与LED的发射谱重叠的光学工艺。虽然一磷光体内的一吸收光子的波长转换效率极高(通常>85％)，但是磷光体一般由聚合成粒子簇的折射率非常高的半导体材料制成。因此，射入磷光体的光子经受进一步的菲涅尔反射，这同样严重抑制了磷光体吸收光子的效率。因此，整个工艺的效率仍相当低。除此之外，还很难找到涵盖某些颜色范围的所有正确属性的磷光体，所以磷光体转换LED的能源转换效率随着颜色变化相当大。此外，还有与磷光体的混合物的老化率不同相关的寿命问题，这导致色温偏移以及与热相关的效率降低。
OLED元件利用与一般LED大不相同的一种元件配置，其中由小有机分子形成的一薄的发光层被夹置在一透明且导电的聚合物堆叠内，形成一个二极管，随后此二极管的顶部和底部上覆盖透明电极。在一电场的作用下，这在发光层附近提供电子-空穴对，所述电子-空穴对被引入到有机金属射极中。
OLED元件克服了与一般LED相关的某些本征损耗问题，但是仍存在寿命有限的问题。它们的优势在于与低成本制造技术和挠性基板相容。可利用多层来更改所述元件的总颜色输出。
集光技术
太阳能收集元件通常以温室气体、产生主要污染物或非可再生资源消耗最少为前提通过将阳光转换成电力的光电效应来利用太阳能。对光生伏打(PV)成为产生清洁能源的优选解决方案而言，生产成本必须与替代能源相类似，且制造的环境影响不应超过能源回收，这记载于由K.Knapp和T.Jester所著并发表在2001年出版的《太阳能》中的论文(Sol.Energy 71,165(2001))及由G.Peharz和F.Dimroth所著并发表在2005年出版的《光电进程》中的论文(Prog.Photovoltaics 13,627(2005))中。这些要求提高了对使光-电流转换效率更高的PV的要求。太阳能电池已经经历了三个技术时代的演化。现在我们简要回顾一下这个领域的技术发展现状。
第一代PV电池由一单一的大面积半导体P-N结组成，典型的是单晶硅。照射在表面上的光子经过一小段距离进入n掺杂半导体材料与p掺杂半导体材料之间的接合区域被吸收，这促使电子从价电带跃迁到导电带。假如产生的电子-空穴对能够在复合之前扩散到接合区域，那么就会产生电流。因此，收集效率依材料中的载流子寿命复合距离而定。
金属接点被配置成交错对插阵列以使电流从电池向外传导。效率受到限制是因为吸收仅有效地出现在能量高于半导体能带间隙的一有限的光子光谱范围内。通过声子激发，能量低于所述能带间隙的光子被所述材料吸收，产生热。对高于能带间隙的光子而言，超过所述能带间隙的过剩能量也以热量形式散失。
为了降低制造成本，第二代太阳能电池利用改良型薄膜半导体材料，诸如碲化镉、铜铟镓硒、非晶硅和微非晶硅。
第三代太阳能电池利用一系列先进技术来增加效率。这些技术包括多结太阳能电池结构，其中包含由不同半导体材料制成的若干p-n结的多层结构的能带间隙略有不同，使得每一接合区域被调整成吸收一太阳光谱中略有不同的部分。材料顺序诸如GaInP、GaAs和Ge，已被使用且三重接面元件的实际效率已达到40.8％。在三重接面结构中，最高能带间隙在结构中出现得更高，使能量低于此能带间隙的光子得以进一步穿入下方的接面，所述下方的接面则具有连续减小的能带间隙。由于在外延生长过程中，连续的材料层之间需要有精确的晶格匹配，所以极难制造三重接面太阳能电池。这也影响了基板材料的选择，且对GaInP、GaAs和InGaAs而言，在实践中，锗是一种适合的基板材料。InP基板正处于调查研究中。除此之外，由于接合区域之间的电连接点是串联的，所以经过所有接合区域的电流必然相等。因此，连续的接合区域有与最大功率处理能力不同相关的问题，这减小了可达到的最大效率。
所有上述PV太阳能技术都存在的一个课题是降低光学损耗。第一至第三代PV太阳能元件都是基于覆盖有一折射率相对较高材料的半导体材料，一光子入射时，在空气/半导体界面处引起菲涅尔反射损耗。随机表面粗糙化通常用于降低菲涅尔损耗效应或是增加材料的可接受锥角。集光器也用于将入射光集中到太阳能电池上，从而增加它们的效率。
目前，优选的大规模制造途径是功率转换效率在10-18％之间的单晶体(第一代)或多晶质(第二代)硅基PV，而多结p-i-n PV(第三代)的最新进展是实验报告得出效率接近40％，这在R.R.King等人发表在2007年出版的《应用物理快报》第90卷，文号为183516的论文(Appl.Phys.Lett.90,183516(2007))中详述。
染色敏化及纳米晶体量子点(nanocrystal quantum dot,NQD)-敏化PV提供可替代的太阳能技术，其优势在于：制造较简单、吸收性高、光谱吸收性可调谐范围广，及合成成本低。虽然单能带间隙光电池的热力学限制将电池效率局限到31％，但是胶状NC(纳米晶体)光电池的效率可能最高达到60％。
非辐射能量传递方法
绕过与上述发光元件和PV电池的电注入相关的低效和限制的一种方式是设计利用可替代的泵激方案来实现电注入和传输的元件，但是所述元件仍受益于有机染料和NQD的亮度、高吸收性且宽可调谐的光谱范围。实际上，如福斯特首次研究得出的结论(T.Annalen der Physik 2,55(1948),no 9)，生色团之间的能量传递主要通过一非辐射偶极-偶极耦合机制来进行(其中施体发射与受体吸收重叠)，这并不包括施体与受体之间的电荷转移或光子的发射和吸收，且可超过常规应用于磷光发光元件的辐射能量传递。
在一单一半导体量子阱中的载流子与邻近的一层胶状半导体量子点[M.Achermann等人,Nature 429,642(2004),及Kos等人,Physical Review B 71,205309(2005)]或有机分子[G.Heliotis等人,Adv.Mater.(Weinheim,Ger.)18,334(2006),及S.Blumstengel等人,Phys.Rev.Lett.97,237401(2006)]中的载流子之间的激发过程中，在混合型半导体异质结构中已观测到非辐射能量传递过程的实验性证据。高达60％的能量传递效率已经实现[S.Rohrmoser等人,Appl.Phys.Lett.91,092126(2007)]，从而超过了施体发射光子且光子随后被受体吸收的传统辐射能量传递的能量传递效率。非辐射能量传递率(kET)随着光谱重叠而线性地调整且与R-C成比例，其中R是施体-受体距离且C是一常数。例如，C＝2和6分别描述层与层之间及隔离偶极-偶极系统中的能量传递[S.Coe等人，Nature 420,800(2002)no.4，及Q.Sun等人，Nat.Photon.1,717(2007)no.5]。为了增加能量传递率，施体-受体间距必须被最小化。
就一发光元件而言，一非辐射且非接触能量传递过程可被加以利用，以在位置紧邻一量子阱的发光粒子(诸如，量子点或磷光体)中激发激子对，所述激子对接着发生辐射衰变，从而产生一发光元件。
就一发光元件而言，通过施加一电势差或电压，电子-空穴对(激子)产生于一外延异质结构(出于举例的目的，可被视为类似于上述任何一般发光二极管(LED)异质结构)中。然而，与一般LED相比，在随后产生于量子阱层中的激子有时间通过一直接非辐射复合过程在异质结构区域内衰变之前，所述激子不是通过辐射复合过程衰变而是通过非辐射非接触福斯特型偶极-偶极相互作用的过程将它们的能量传递给紧邻的发光粒子，而非直接波函数重叠。因此，并不是在异质结构中发射光子(在这种情况中，光子能量等于外延异质结构的能带间隙)，而是电荷被非常有效率地转移给(位置紧邻量子阱的)发光纳米粒子，随后发射能量对应于纳米粒子的能带间隙而不是异质结构的能带间隙的一光子。
发光粒子可包含一半导体量子点或一磷光体。在这样的纳米粒子中可利用量子局限效应以修改辐射波长使其超过块材的辐射波长。视粒子的绝对大小和形状而定，以此方式，由一特定半导体材料制成的量子点可能有一系列发射波长。
与磷光体转换LED(通过将光能传递给磷光体而工作且在磷光体/嵌入基体材料界面处遭受进一步的菲涅尔反射损失)相比，非辐射能量传递配置的优势在于低能量损耗，提供非常有效率的发光粒子光发射的激发。对磷光体的光能传递过程而言，～5％的效率是可行的，与之相比，对非辐射电能传递过程而言，大于80％的效率是可行的。除此之外，还可通过改变发光材料的成分来控制发射颜色。例如，不同大小及/或形状的量子点的混合物将会产生多色发射。就一LED而言，发光材料(量子点或磷光体)的电子能带间隙必然小于最接近的外延异质结构的能带间隙。
由于GaN基LED及半导体胶状纳米晶体(NQD)合成的制造技术已非常成熟，所以混合型颜色转换NQD-GaN LED为高效的多色照明提供候选者。胶状NQD的高量子产率和光稳定性为产生挠性、低成本、大面积且易于制造的光电元件提供可能性，而通过改变它们的大小或化学成分可在可见到近红外范围内调整它们的发射颜色。
近来，已有人试图论证一纳米量子点LED，这记载在S.Lu和A.Madhukar在2007年出版的《纳米快报》中所发表的论文(Nano Lett.7,3443(2007))中。在此元件中，沉积在一LED表面上的一薄NQD层吸收在LED中用电产生的高能量光子且随后重新发射较低能量的光子。因此，参与此颜色转换过程的胶状NQD间无电荷转移。在此情况下，由于在传递过程中有若干能量损耗阶段，即波导泄漏模态损耗，光从NQD中散射出去，且蓝光发射效率减小，由NQD层的吸收和重发射，所以辐射能量传递的效率相对较低。
非辐射能量传递机制也可应用于一太阳能收集元件(光电池)。在此情况下，所选择的材料必须要使纳米粒子的电子能带间隙大于最接近的外延异质结构的电子能带间隙。在此情况下，磷光体或量子点反而表现得像是吸光材料，吸收一入射光子后产生一电子-空穴对。电子-空穴对接着被转移回外延结构，感生一电流。发光粒子同样可以是各种大小的磷光体或量子点的一混合物，通过选择大小、形状和混合物，可将发光粒子的总吸收光谱调整成太阳光谱。
尽管有这些进展，但是一个限制非辐射能量传递过程的发光和集光应用之有效实现的实际问题是需要使发光/集光粒子紧邻异质结构，同时仍旧为能量传递区域提供适合的传导通道。例如，就一胶状NQD/多量子阱LED结构而言，目前为多数人所接受的看法是在量子阱阻障和顶部接触层保持厚到足以使注入载流子的表面复合最小化并允许注入载流子在有源层(电流分布)上均匀分布的同时，使量子阱阻障和顶部接触层尽可能的薄。因此，要在这些要求之间做出权衡，这并不尽如人意。
因此，所属领域的技术人员将了解的是，需要克服了上述问题并促成更有效率的运作的改良型光电元件和元件配置。
发明内容
根据本发明的第一方面，提供一种具有用于接收光能或用于发送光能的一表面的光学元件，所述光学元件包含：
一电子结构，具有一能量传递区域，其中所述电子结构呈现具有一与其能量相关联的电子能带间隙；
一腔室，从所述元件表面延伸穿过所述电子结构并穿透所述能量传递区域，所述腔室具有一预定的截面形状，并通过一个或多个对应的侧壁从所述元件表面延伸穿过所述电子结构；及，
多个光响应性粒子，排列在其中一个腔室侧壁上，且所排列的空间位置紧邻所述能量传递区域，所述光响应性粒子适于：
经由所述腔室吸收从所述元件表面接收的光能，及经由所述腔室向所述元件表面发射光能；及，
使用一非辐射能量传递机制与所述能量传递区域传递能量，
其中通过非接触性偶极-偶极相互作用，所述光响应性粒子所吸收的光能经由所述能量传递区域以非辐射形式传递给所述电子结构，或其中通过非接触性偶极-偶极相互作用经由所述能量传递区域从所述电子结构以非辐射形式传递给所述光响应性粒子的能量被所述光响应性粒子以光能形式发射。
在许多实施例中，优选地是多个光响应性粒子排列在一个所述腔室侧壁或多个所述腔室侧壁上，所排列的空间位置紧邻所述能量传递区域。所述粒子可以是分离的或可包含在一主基体内。
这里所定义的元件表面不一定是光离开或进入的元件最终外表面。所述表面仅与元件中的折射率边界有关。因此，一钝化层或类似物可在讨论中的表面上形成。
本发明涉及通过改良非辐射能量传递的效率并通过增加积极参与发光或集光过程的载流子(激子对)的数目来优化每单位表面积的光提取或收集的元件配置。至关重要地是(并与现有技术相比)，本发明涉及利用穿过所述结构而形成的一成形腔室(或多个腔室)，它允许光响应性纳米粒子沉积在腔室的(多个)侧壁上，使得纳米粒子排列在腔室内边界周围，紧邻(或接触)发生非辐射能量传递的能量传递区域。将要描述的是，此方法允许所述腔室(或多个腔室)依据许多元件参数被配置成具最佳性能。在所述腔室或多个腔室包含一单一的光响应性粒子的情况下，无论是在一发射操作模态还是在一吸收(探测)操作模态，所述元件均可作为一单光子元件来使用。
优选地是，所述元件的所述电子结构包含一外延结构。在一些实施例中，所述电子结构包含至少一个具有一位于所述能量传递区域附近的空乏区的p-n结。然而，优选地是，所述电子结构包含包括一或多个在所述能量传递区域附近提供高迁移率电荷转移的量子阱的一半导体异质结构。优选地是，所述多个光响应性粒子排列成在空间上紧邻所述一个量子阱或多个量子阱。
所述电子结构可包含一直接能带间隙半导体材料，或者一间接能带间隙半导体材料。
优选地是，(多个)所述光响应性粒子包含一直接能带间隙半导体材料并具有一明确定义的形状。在一些优选实施例中，所述光响应性粒子包含一量子点或一量子棒。此类粒子与包含一个量子阱或多个量子阱的一电子结构配合地很好。至关重要地是(并与现有技术相比)，本发明之此实施例涉及利用形成后(蚀刻后)穿过量子阱使得它们呈穿孔状的成形腔室。纳米粒子接着沉积在每一腔室侧壁的一内边界上，使得它们紧邻(或接触)量子阱。此配置允许参与纳米粒子被置于10nm的量子阱内，这通过先前所知的手段几乎是不可能得到的。光响应性粒子可包含一胶状纳米粒子。
光响应性粒子可呈其他形状且可包含一磷光体。例如，光响应性粒子可以是球形的及/或可包含一四角体。在此情况下，光响应性粒子可包含一特定半导体材料的一球形核，及能带间隙较小或较大的另一半导体的一球形壳。或者，光响应性粒子可包含一特定半导体材料的一球形核，及能带间隙较小或较大的另一半导体的一细长棒形壳。在另一实施例中，光响应性粒子可包含一特定半导体材料的一球形壳，及包含一四角体的能带间隙较小或较大的一不同半导体的四个延长部分。
在某些实施例中，腔室侧壁延伸穿过与元件表面垂直的电子结构。在此情况下，内腔壁的周长与元件表面的周长相匹配。然而，侧壁也可能偏离垂直状。例如，腔室侧壁可以是锥形的，特别是若由某些蚀刻工艺所形成。或者，腔室侧壁可以是曲面的。实际上，元件表面以下的整个腔室可能呈球形或椭球形，这可能有利于收集并引导腔室内的光能。
所述腔室的预定截面形状可以是一规则形状或可以是不规则的。优选地是，腔室的预定截面形状是使其周长最优化的形状。例如，预定截面形状可以是简单的或旋绕的螺旋形或可以是星形。或者或除此之外，沿其边界，所述预定截面形状可以是使内腔壁周长最大化的分形(fractal)，光响应性粒子可排列在内腔壁边界上。
虽然所述元件电子结构可包含一单一腔室，但是在许多实施例中，优选地是，所述电子结构包含多个所述能量传递区域及多个所述腔室，每一腔室从所述元件表面延伸穿过所述电子结构并穿透其中一个能量传递区域，每一腔室呈预定截面形状，其中，一个或多个对应的侧壁从所述元件表面延伸穿过所述电子结构，其中，一个所述光响应性粒子或多个所述光响应性粒子排列在每一腔室的一个所述腔室侧壁或多个所述腔室侧壁上，所排列的空间位置紧邻各自的能量传递区域。
许多此类腔室和对应的能量传递区域的存在允许更自由地优化元件性能。
在一些实施例中，所述多个腔室被随机地排列在所述元件表面上。在一些实施例中，所述多个腔室在所述元件表面上排列成一周期阵列。所述多个腔室可包含一光子晶体。在其他实施例中，所述多个腔室在所述元件表面上排列成一准周期阵列。所述多个腔室可包含一光子准晶体。为免产生疑问，准周期晶格包括成形结构的中心位置的傅立叶变换揭示对称性的阶次大于6的那些晶格。随机配置包括由图案化区域上最近邻成形结构之间的空间位置所决定的中心距并不一致的那些配置。这可能也意味着对成形腔室结构而言，具有规则的中心距但是有不同的周长的结构。
通常优选地是所述多个腔室被配置成优化它们对元件表面的填充密度。优选地是，所述多个腔室被配置在元件表面上，使得相邻距离最短之腔室的间距小于或等于电子结构的非辐射载流子扩散长度的近两倍。
所述光学元件可包含其他层或材料，包括一元件基板。特别是，所述元件可包含配置在元件表面而非所述腔室上的一不透明的电接触层。这促成非常好的局部电连接。
如上所述，根据本发明的光学元件可作为一发光元件或作为一光能收集元件来使用。因此，在被配置成用于这两种操作模态时，我们考虑更多的元件具体特征和配置。
根据本发明的第二方面，一集光元件包含根据第一方面的一光学元件，其中所述电子结构的电子能带间隙小于所述光响应性粒子的一电子能带间隙，借此，当具有一适合的光子能的光照射到所述元件上时，光能被所述光响应性粒子吸收并通过非接触性偶极-偶极相互作用经由所述能量传递区域以非辐射形式传递给所述电子结构，从而产生一电势。
优选地是，所述腔室被配置成将从所述元件表面接收的光引导到所述光响应性粒子上。所述腔室可被配置成使光响应性纳米粒子和各自的能量传递区域附近的腔室侧壁上感生表面等离子体，并使它们局限在上面，从而提高入射光子的收集效率。
在一些实施例中，优选地是，当集光元件具有多个腔室时，这些腔室被排列并配置成允许其间有交叉耦合效应，借此，所述元件被最优化，以接收并收集具有一预定远场光学轮廓的光。由所述元件接收的光的最佳光学轮廓可以是朗伯、蝙蝠翼或其他轮廓。
本发明的一集光元件可仅用于集光以产生电力。然而，所述元件在成像元件和探测器，包括电荷耦合元件(CCD)中同样适用。本发明的一特定应用是将现有元件的波长响应范围延展或转变到较长的波长范围。例如，通常对可见或近红外波长作出响应的现有光探测或成像元件可与本发明结构相适应，借此它们可对较长的红外波长，包括远红外作出响应。这对灵敏度通常在近红外迅速下降的硅基元件特别有用。本发明还可应用于，例如，普遍低效的InGaAs基元件。此外，本发明还可被加以利用以使此类元件的光学响应平坦化，特别是在延展或改变波长响应范围时。
根据本发明的第三方面，一发光元件包含根据第一层面的一光学元件，其中所述电子结构的电子能带间隙大于所述光响应性粒子的一电子能带间隙，借此，当一电势施加给所述电子结构时，通过非接触性偶极-偶极相互作用经由所述能量传递区域从所述电子结构以非辐射形式传递给所述光响应性粒子的能量被所述光响应性粒子以光能形式发射。
优选地是，所述腔室被配置成作为一反射体，用以反射所述光响应性粒子向所述元件表面所发射的光。所述电子结构中的所述腔室的深度可被选择成使得从所述光响应性粒子朝向所述元件表面的光传输最优化。
当最接近的异质结构的折射率较大时，大部分的发射光从成形结构的侧壁被反射回来，这是因为在表面界面处发生折射率边界从低到高的菲涅尔反射，使得每个成形结构主要充当纳米粒子所发射光的一反射腔。因此，一开始向最接近的异质结构辐射的光现在改为朝向前向发射方向。前向发射光的定向性可通过为封闭成形结构的截面轮廓塑形来控制。
在发光元件具有多个腔室的一些实施例中，优选地是，这些腔室被排列并配置成允许其间有交叉耦合效应，借此，所述元件发射具有一预定远场光学轮廓的光。所述元件所发射光的远场光学轮廓可以是朗伯、蝙蝠翼或其他轮廓。
在所述发光元件的一些实施例中，所述多个腔室被配置成经由部分耦合及传输到底层基板模态来增强发射率。所述多个腔室也可或者被配置成经由所述元件表面上的表面等离子体模态与所述腔室侧壁上的表面等离子体模态之间的交叉耦合来增强发射率。
这样的交叉耦合并不限于最近邻相互作用，而是可，例如，在几微米的长度级别上发生(类似于一光子晶体)。这样的交叉耦合可通过使所发射光场部分地耦合到最接近异质结构的介电材料的基体来实现。或者，交叉耦合可通过与在腔室之间传播及/或共振的表面等离子体耦合而完全在最接近异质结构之体相的外部实现。
因此，本发明的这些实施例提供无需透镜即可调整一大面积元件的远场发射形状的手段，及提高发射率的手段。所述腔室的形状可被选择成使得腔室的品质因数变大。以此方式，所述腔室可为封闭的光响应性粒子提供一“微腔”环境，此环境通过光的重吸收来激发纳米粒子的进一步发射，从而增加总发射率。在极端情况下，此增大的发射率可能导致成形腔室结构内有受激发射并发出激光。
在本发明中，成形腔室的几何形状，包括宽度、深度和图案，决定整个元件的发射轮廓。这与一般LED和光子晶体LED的情况形成对比，对它们而言，决定发射属性关键的是QW的总外延厚度和相对位置。此外，本发明还以与光子晶体(PC)LED元件的光发射截然不同的一种方式来运作。在本发明中，光发射发生在蚀刻成形腔室结构内且完全在异质结构体相的外部。此时，腔室结构主要充当发射体，因此总的来说，只有少许光被耦合到或陷入异质结构的体相中。相比之下，就一般的PC-LED而言，光发射在异质结构材料之体相的内部，且成形结构发挥提供泄漏模态以将受限模态更改为辐射模态的作用，从而为受限模态提供一提取机制。然而，PC技术可用在本发明中以利于光束成形。
此外，在总外延厚度为几微米的一般的PC-LED元件中，数十或甚至数百个模态用于总辐射远场轮廓。在本发明中，促成或参与发射过程(或对集光而言，是收集)的模态数目是有限的或由封闭成形结构的深度和宽度来决定，从而简化所述结构的光学设计并允许轻易获得不常见的光束图。就一发光元件而言，此类光束图可包括高定向性(减小的锥角)、匀强远场或结构化的远场图形，诸如极端化的蝙蝠翼。此类光束轮廓对显示照明和一般照明之类的应用是有利的。
本发明元件的一显著优势在于元件的上表面可涂有一不透光的金属接触层，成形腔室结构被配置成穿过此顶部接触层和下方异质结构。与一般LED和OLED元件相比，这允许依据所使用的材料来任意设计顶部接点堆叠以使得对下方异质结构的接触电阻最小化，从而提供改善与异质结构之体相的电接触的手段，这进一步提高了量子阱层中的参与激子对的总生成效率。
由于光发射完全来自成形腔室内部，所以互连顶面(相邻腔室之间)可用一不透光且实体较厚的固体金属层来覆盖，允许任意设计顶部接点堆叠结构以使得与下方异质结构的接触电阻最小化。在一般LED元件中，顶部接点必须是完全透明的，或者必须面积小且与一下方部分导电的电流分布层结合使用。此要求限制了异质结构可获得的最大接触电阻并限制了LED的总效率(增大的正向导通电压)。相同的考虑适用于用作光能吸收器的元件。
所属领域的技术人员将了解的是，根据本发明的发光元件可以有广泛的应用。一特定范例是一光学显示器，所述光学显示器通常包含本发明的一发光元件阵列。发热较少的更有效率的操作将是可能的。
根据本发明的第四方面，一种制造根据第一、第二或第三方面的一元件的方法包含以下步骤：
提供具有所述表面的所述电子结构；及，
通过一图案化工艺，形成从所述表面延伸穿过所述电子结构的所述腔室。
优选地是，所述图案化工艺包含光刻和蚀刻步骤，即便是其他图案化技术也可被使用。
所述方法可进一步包含沉积一钝化层的步骤。钝化层的范例包括：氧化铪、氧化铝或可通过一原子层沉积、溅射或热蒸发工艺沉积而成的其他介电材料。作为选择，自组单层(self-assembled monolayer)也可被应用。
对许多应用而言，优选地是，所述方法进一步包含在所述元件表面而非所述腔室上沉积一不透明的电接触层的步骤。
所属领域的技术人员将了解的是，本发明提供得到显著改善的光电元件。使用光响应性粒子允许光产生/吸收作用与电驱动/产生作用区分开，当与创新的成形腔室结构结合使用时，提供很大的设计可能性和元件功能。因此，在眼下的特定应用中，所述元件的每个方面均可得到优化。
附图说明
现在将参考附图来详细描述本发明的范例，其中：
图1显示根据第一实施例的本发明的简化描绘；
图2A显示根据第一实施例关于一发光元件的特定范例的本发明的更加详细的描绘；
图2B显示一发光元件的能量传递区域发射与光响应性粒子的吸收和荧光光谱的光谱重叠；
图3A比较光响应性粒子排列和未排列在两种不同深度的成形结构的侧壁上的根据本发明之第一实施例的一发光元件的发射属性；
图3B显示由根据本发明之第一实施例的一发光元件的驱动电流决定的非辐射能量传递效率和光发射增强幅度；
图4(a)-(b)显示光响应性粒子排列和未排列在两种不同的成形结构深度的成形结构的侧壁上的根据本发明之第一实施例的一发光元件的发射衰变的比较；
图5(a)-(d)比较在光响应性粒子排列和未排列在两种不同深度的成形结构的侧壁上的根据本发明之第一实施例的一发光元件的荧光衰变的动力学；
图6A显示根据本发明之第一实施例的一集光元件的一范例的扫描电子显微照片；
图6B显示根据本发明之第一实施例的一集光元件的一范例的截面示意图，其中成形结构局部填充有光响应性粒子；
图6C比较光响应性粒子与能量传递区域的光谱重叠，并显示光响应性粒子的荧光和吸收光谱，及重空穴和轻空穴共振条件；
图7A比较例如，根据本发明之第一实施例的一集光元件存在和不存在光响应性粒子的情况下，能量传递区域的时间分辨光致发光衰变；
图7B比较一玻璃基板和与根据本发明之第一实施例的一集光元件的一范例有关的图案化异质结构上的吸光粒子的荧光衰变；
图8显示根据本发明之第一实施例的一集光元件的一范例的光电流，并比较在引入和未引入从能量传递区域穿出的成形结构情况下的光电流的泵浦注量相依性。插图显示荧光强度对激发强度；
图9A显示根据本发明之第一实施例的一集光元件的一范例的截面示意图，其中能量传递区域是一单一的p-i-n结；
图9B显示对应的图案化异质结构的扫描电子显微镜(SEM)影像；
图10显示与根据本发明之第一实施例的一集光元件的一范例有关的未图案化和图案化异质结构的光致发光衰变特性，其中能量传递区域是一单一的p-i-n结；
图11比较光响应性粒子的吸收和荧光光谱，且还显示根据本发明之第一实施例的一集光元件的一范例的光电流，其中能量传递区域是一单一的p-i-n结；
图12显示在成形结构穿出及未穿出能量传递区域情况下的光电流-电压特性，从而比较根据本发明之第一实施例的一集光元件的一范例中的增强，其中能量传递区域是一单一的p-i-n结；
图13更加详细地显示光响应性粒子的发光过程；
图14描绘根据第二实施例的一配置，其中成形结构呈倒立凹坑或角锥形；
图15描绘根据第二实施例的一配置，其中成形结构呈球形或椭圆形空洞状；
图16描绘根据第二实施例的一配置，其中元件用作一太阳能收集器；
图17A描绘由于弱或强微腔效应所致的一倒立凹坑形结构内的场强局限；
图17B、17C和17D描绘在光响应性粒子有若干可能配置的情况下，一倒立凹坑形结构内的场强(由于弱或强微腔效应的缘故)与光响应性粒子的重叠；
图18描绘根据第二实施例的一配置，其中一入射光被反射到排列有光响应性粒子的区域上；
图19A描绘由弱或强表面等离子体效应所致的一凹陷结构内的场强局限效应；
图19B描绘一倒立凹陷结构内的表面等离子体场强与排列在成形结构侧壁上的光响应性粒子内的表面等离子体场强的重叠；
图19C描绘一倒立凹陷结构及排列在成形结构侧壁上的光响应性粒子内的受限表面等离子体场强与受限微腔模态场强的同步重叠；
图20描绘根据第二实施例的一配置，其中成形结构为辐射光提供一微腔环境，使得一受限驻波在成形结构内建立，从而使发射率增大；
图21描绘根据包含不止一个量子阱使得光发射增加的第三实施例的一配置；
图22A、22B和22C描绘若干配置，其中根据本发明之第四实施例，成形结构的形态被选择成增大内周长且其中根据本发明的第五实施例，成形结构也被配置成有序阵列；
图23描绘根据第五实施例的一配置，其中最接近的成形结构之间的最大距离被最小化以确保它小于材料中的复合距离；
图24描绘根据第五实施例的一配置，其中成形结构被配置成提供有利的远场干涉，使得发射波前的整体形状可被予以调整；
图25A显示根据第六实施例的成形场轮廓的范例，其中成形结构的配置产生一宽广的远场角发射轮廓；
图25B显示根据第六实施例的成形场轮廓的范例，其中成形结构的配置产生一较窄的远场角发射轮廓；
图26显示根据第八实施例的一范例，包括一不透明的顶部接点；以及，
图27A至27J说明用于制造根据本发明的元件的一示范性制造工艺流程的步骤。
具体实施方式
本发明涉及元件配置，所述元件配置通过提高非辐射能量传递效率使每单位表面积的光提取或收集最优化，从而增加积极参与光发射/收集过程的激子对的数目。本发明之附加实施例提供无需透镜即可调整一大面积元件的远场发射形状的手段，和提高发射率的手段。
本发明之第一实施例
本发明之第一实施例发涉及一光学元件，它包括一或多个被置于一封闭结构中的能量传递区域，这使得复合结构存在一电子能带间隙，且包括一或多个穿过一或多个所述能量传递区域的任意成形结构，它还包括一或多个排列在所述成形结构之内侧壁上的发光/集光粒子，这使得光响应性粒子的空间位置紧邻所述能量传递区域。
此配置允许参与纳米粒子被置于10nm的量子阱内并提高非辐射能量传递的效率。所述元件结构有发光元件、太阳能收集元件、视觉显示器、光探测器、激光器和单光子元件之类的应用。
图1详示根据实施例1的本发明描述。一基板(104)支撑一外延异质结构形式的封闭结构，其中103是一种n掺杂半导体材料。101是一种p掺杂半导体材料。标号102是包含至少一个能量传递区域(107)的一区域。105描绘穿过能量传递区域(102)底部蚀刻而成的一成形结构。标号106描绘排列在成形结构之内壁上的一光响应性粒子。标号108代表从106发射出的一光线。除此之外，电连接点(图未示)可形成于区域101和103，使得源于或被传导到一外部电路的一电流可流经整个封闭结构。
所述封闭结构可以是包含一或多个提供一高迁移率能量传递区域的量子阱的一半导体异质结构。或者，所述结构可包含一或多个在分界面附近有一空乏区的p-n结，在此情况下，空乏层提供能量传递区域。用于封闭结构的适合材料包括(但并不限于)直接能带间隙半导体材料(GaN、GaS、InP)、间接能带间隙材料(硅)，以及导电聚合物或有机材料。为了清晰起见，尽管图1描绘p型材料在顶部且n型材料在底部的一结构，但是所述元件同样可被适当地配置成使p型材料靠近基板且n型材料在顶部，或甚至可由支撑居中的能量传递区域的多组p-n结组成。优选地是，能量传递区域提供一高迁移率通道。
对作为一发光元件来使用而言，复合封闭结构将会被配置成使其电子能带间隙大于光响应性粒子的固有电子能带间隙。对作为一集光元件来使用而言，复合封闭结构将会被配置成使其电子能带间隙小于光响应性粒子的固有电子能带间隙。
基板(104)撑住所述封闭结构，对元件运作而言，基板(104)的材料属性是任意的(只要电连接点在较低的材料层上形成即可)。基板可包含(但并不限于)硅、二氧化硅(玻璃)、蓝宝石、聚合物材料、铜、其他金属，且可以是挠性的或刚性的。
光响应性粒子在理想情况下存在一电子能带间隙，且从有明确定义的形状(量子点、棒、四角体等)的一组直接能带间隙半导体材料中选择是优选的，但是也可从惯称为磷光体(通常也称作形状不规则(非晶形(amorphous))的直接能带间隙半导体材料)的一组材料中选择。光响应性粒子可被装填入一用于搭载的基体材料中。
优选地是，所述成形结构为光响应性粒子提供一实质上封闭的环境，使得一开始从一非有利方向(朝向基板)射出的光线被实质上更改为朝向一有利方向。
优选地是，所述结构深度被选择成使前向发射最大化，但是可向下穿透到基板层(或甚至穿入其中)。使用一自上而下的方法(例如，光刻和后续的化学蚀刻)来制造所述成形结构是优选的。
一发光体之第一实施例
现在我们参考附图详细讨论对本发明之第一实施例用作一发光元件的实际认识和论证。由此开始，封闭结构可被称作一‘异质结构’。一示范性元件包含成形结构，成形结构包含蚀刻到一般P型朝上GaNLED外延结构之表面中的椭圆截面的孔洞，这使得所述成形结构穿过有源量子阱层。通过一简单的滴铸法(drop cast method)，胶状NQD(受体)紧邻有源层(施体)，且NQD吸收被调整成与LED发射强烈重叠，从而满足对有效率的非辐射能量传递的两个主要要求。制造具有被蚀刻到一较浅深度使得它们并未穿过任何有源量子阱层的类似成形结构的一对照结构允许比较在存在与不存在非辐射能量传递情况下的颜色转换提升。实际上，在前面的深蚀刻元件中已发现提高2倍的NQD发射，验证了本发明之第一实施例。
图2A显示此研究中所使用的表面粗糙化LED的示意图。在一蓝宝石基板(104)上生长一2μm厚的未掺杂GaN缓冲层(103)，接着，在此之上生长一2μm厚的n掺杂GaN层(103)。有源层(102)由5个InGaN/GaN量子阱和在顶部上生长的一50nm厚的p掺杂AlGaN层组成。所述元件的顶层是一0.2μm厚的p掺杂GaN层(101)。如图所示，具有椭圆形截面的450nm深的成形结构(105)接着被蚀刻成穿过顶部外延层，使得它们穿透多个量子阱(102)。符号201和202指示p型接点和n型接点。203指示一外部电路及电源。图2B的插图(204)显示LED表面的一扫描电子显微镜(SEM)影像。上面覆盖有十六胺(hexadecylamine)、三辛基氧化磷(tri-octylphosphine oxide,TOPO)及三辛磷(tri-n-octylphosphine,TOP)[R.H.Friend等人，Nature 397,121(1999)]的高效CdSe/CdS核/壳NQD在此研究中用作颜色转换器。胶状NQD的吸收及荧光光谱在图2B中予以说明，图2B显示量子阱(QW)发射(206)与NQD吸收(207)的光谱重叠。在室温下，NQD发射峰(205)在630nm左右。在室温下，LED的光致发光峰为460nm。
垂直于表面来测量混合型NQD/经蚀刻的QW LED元件(其中，蚀刻结构穿透有源层)之电致发光(EL)，并与对照元件(非穿透QW)之电致发光进行比较。EL强度随着注入电流而线性地调整，且在高注入电流下饱和(图未示)。已观测到的是，EL强度的线性增加意味着注入的载流子在QW中形成激子。蚀刻工艺部分地去掉有源层且不可避免地将表面态引入到粗糙化结构的侧壁中。因此，对于同一注入电流而言，与对照元件比较，经蚀刻的QW LED发射减少。
图3A显示分别在3.8mA、孔洞深度为0.15μm(303)和7mA、孔洞深度为0.45μm(304)情况下的裸图案化LED之QW发射。标号305(306)代表混合型0.15μm(0.45μm)LED的EL。插图302(301)显示混合型0.15μm(0.45μm)LED的照度。在图3B中，(308)显示在不同电流下的非辐射能量传递效率。标号(307)代表NQD发射的增强。插图310(309)的画面显示混合型0.15μm(0.45μm)LED中的NQD的照度。
经蚀刻的QW在7mA(304)下的EL与未经蚀刻的QW在3.8mA(303)下的EL类似。将经蚀刻的QW LED所泵激出的NQD发射与未经蚀刻的QW LED所泵激出的NQD发射进行比较以调查研究非辐射能量传递对颜色转换效率产生的影响。对相同的裸QW发射(460nm)的EL而言，经蚀刻QW LED(306)所泵激出的NQD荧光显著高于未经蚀刻QW LED(303)所泵激出的NQD发射。我们提出NQD发射的增强是由于非辐射能量传递所引起的。有效的非辐射能量传递效率如下估算：
η ET * = 1 - F DA / F D - - - ( Eqn 1 )
其中FDA和FA分别是存在和不存在NQD受体情况下的QW施体的EL强度。在这，是对包括经历非辐射能量传递的载流子和未经历非辐射能量传递的载流子的有源区域求平均得出的。在低注入电流下，随着注入电流的增大而减小且在注入电流大于～4mA时保持不变。可以想到，随着注入电流的增大，加热及库伦屏蔽导致激子离解成游离的电子-空穴对，因此减小。
图3B显示NQD发射的平均增强幅度，即经蚀刻的QW LED所泵激出的NQD发射与未经蚀刻的QW LED所泵激出的NQD发射之比。显而易见地是，NQD荧光在注入电流的整个范围上增强且随着注入电流的增大而略微减小。图3A中的插图显示混合型NQD/未经蚀刻的QW LED(左侧画面)及混合型NQD/经蚀刻的QW LED(右侧画面)的俯视影像。图3B中的插图显示利用一滤光器来剪掉QW EL的对应影像。
为了证实非辐射能量传递存在于混合型NQD/经蚀刻的QW LED中，已对施体(QW)及受体(NQD)位置中的瞬态载流子动力学进行过调查研究。在100-fs的脉冲宽度及250kHz的重复率下，所述元件以400nm被激发。光致发光以300ps的分辨率被耦合到一超高速扫描摄影机中。图4分别说明(a)未经蚀刻的QW和(b)经蚀刻的QW的时间分辨数据。图4(a)显示在不存在NQD(401)和存在NQD(402)的情况下，0.15μm的图案化LED的QW发射衰变。插图(403)显示用于提取QW动力学及能量窗的裸0.15μm图案化LED的条纹影像。图4(b)显示在不存在NQD(407)和存在NQD(406)的情况下，0.45μm的图案化LED的QW发射衰变。在此，点线是描述拟合(fitting)。
在存在沉积NQD(402)和不存在沉积NQD(401)的情况下，未经蚀刻的QW的载流子动力学几乎相同。这些结果暗示，在施体-受体距离较大，即100nm的NQD/未经蚀刻的QW LED中并未发生非辐射能量传递。因此，沉积NQD中的载流子仅由常规的辐射能量传递产生。相比之下，图4(b)显示在NQD沉积之后发生变化的经蚀刻的QW之载流子动力学。与裸QW相比，在有沉积NQD的情况下，QW光致发光在前4ns衰变较快且之后衰变较慢。我们将较快的衰变理解为由额外的衰变通道引入到QW中的载流子中引起的非辐射能量传递效应。之后的较慢衰变被认为是由于沉积NQD的有机配体所导致的经蚀刻的QW的表面钝化的效应[T.Annalen der Physik 2,55(1948)]。由于并非QW中的所有电子-空穴对都会经历非辐射能量传递，所以我们将电子-空穴对分为两组，即经历能量传递的那些电子-空穴对和未经历能量传递的那些电子-空穴对。由于非辐射能量传递率随着施体-受体距离增大而大幅减小，所以靠近气孔或NQD(～10nm距离)的电子-空穴对可能经历非辐射能量传递，而离得较远的电子-空穴对并不经历非辐射能量传递。如图4(b)中的插图404中所示，QW的光致发光衰变可能在前4ns以一指数形式被逼近。为了得到经历非辐射能量传递的电子-空穴对的实际非辐射能量传递率(kET)和百分率，我们如下逼近并拟合沉积在QW上的NQD的光致发光衰变：
I ( t ) = A · e - k QW t + B · e - ( k QW + k ET ) t - - - ( Eqn 2 )
其中A与B分别是经历与未经历非辐射能量传递的电子-空穴对的分数。kQW是考虑到表面钝化效应的情况下经蚀刻的QW的总衰变率。从拟合来看，18％已生成的电子-空穴对经历了非辐射能量传递，非辐射能量传递的效率为82％，这由下式给出：
( η ET = k ET k ET + k QW ) - - - ( Eqn 3 )
因为施体-受体距离仅受到NQD表面上的短配位分子的限制，即～2nm，所以能量传递效率较高。在对平面异质结面进行的先前研究分析中，报告了高达65％的效率[M.Achermann等人，Nature 429,642(2004)]，其中一2.5nm厚的覆盖层被提出用于将一单一的QW与NQD隔开。在此研究论文中，不存在任何阻障(barrier)，使得能观测到更高的非辐射能量传递效率。
图2A的样本的SEM影像揭示具有10nm宽度的孔洞周长仅与4％的未蚀刻区域相对应。因此，在一静态图像中，在我们的结构受到均匀激发下，仅所有在有源层中产生的激子中的～6％将会经历能量传递，这仅仅是我们由拟合光致发光衰变所获得的值的三分之一。然而，从离所述孔洞较远的区域向孔洞附近扩散的激子应该会使经历非辐射能量传递的激子的百分率增大。为了研究这种可能性，在考虑到激子扩散到经蚀刻的QW LED的有源层中的情况下，我们实施2维蒙特卡罗模拟法(2-dimensional Monte Carlo simulation)来计算经历非辐射能量传递的激子的百分率。在我们的模型中，激子在有源区域中的迁移由它们的热能来支配，且它们的动量散射机率，例如，因杂质或声子而发生的散射，由散射时间τs来描述，而辐射和非辐射衰变机率由我们从时间分辨测量所获得的kQW和kET给出。InGaN QW中的载流子的动量散射时间由下式来估算：
τs＝m*μ/e,  (Eqn 5)
其中m*是有效质量，且μ是载流子迁移率。虽然在所述文献中，InGaN/GaN QW中的载流子迁移率在1ps到10ps范围的一动量散射时间中变化很大，但是我们得出～18％的激发子经历了非辐射能量传递。令人放心的是，此结果与我们利用方程式3由拟合光致发光衰变所获得的百分率相吻合。
然而，对施体位置的非辐射能量传递的观测并不能提供能量被传递到期望位置的决定性证据，在我们的案例中，期望的位置是NQD。因此，仍有必要去证明非辐射传递对瞬态NQD动力学产生的影响。图5显示沉积在(a)0.45μm(501)及(b)0.15μm(502)图案化LED上的NQD的荧光衰变。图5(c)(503)显示由图5(a)(501)和5(b)(502)之标准化数据所计算出来的荧光动态学的差。图5(d)(504)显示从以NQD发射峰为中心的20nm能量窗提取出来的荧光动力学的平均差。在此，点线是描述拟合。图5(a)(501)和5(b)(502)分别显示沉积在经蚀刻的与未经蚀刻的QW LED上的NQD的荧光衰变。显而易见的是，由于非辐射能量传递，所以前者的荧光较高。
为了排除可能源于粗糙化元件中更多NQD的所有定量影响，我们进一步调查研究非辐射能量传递对NQD荧光衰变产生的影响。图5(a)的标准化数据减去图5(b)之标准化数据。图5(c)显示能量传递使沉积NQD中较早地产生额外的载流子，这如蓝色区域(正数)所示。由图5(c)中的虚线所示的以NQD荧光峰为中心的一20nm的窗，用于提取图5(d)中所示之沉积NQD的平均载流子动力。根据S.Blumstengel等人在2006年出版的《物理评论快报》上发表的论文(Phys.Rev.Lett.97,237401(2006))，沉积NQD的载流子动力，包括来自QW的非辐射能量传递，可由下式来描述：
I ( t ) ∝ k ET k NC - k QW - k ET ( e - ( k QW + k ET ) t - e - k NC t ) - - - ( Eqn 6 )
其中kNC是NQD荧光衰变率。通过使用由测量时间分辨QW动力学所获得的参数，由于从QW到NQD的能量传递所引起的拟合载流子动力，如图5(d)中的一条点线所示，与实验(红色实线)非常吻合，所以明确地论证从QW-LED到NQD的非辐射能量传递。
包含量子阱的一集光元件之第一实施例
出于举例的目的，现在我们参考附图来详细讨论论证本发明之第一实施例实际用作一集光元件的实验。在此范例中，复合封闭结构包含作为能量传递区域的量子阱。
通过分子束外延，一示范性异质结构在一(100)GaAs基板上以一p-i-n结构生长，其由20个周期的7.5nm厚的GaAs量子阱以及12nm厚的AlGaAs阻障组成。一开放式的圆形凸台形成所述结构的顶部接点。图6A显示图案化的p-i-n样本的扫描电子显微镜影像。右上(601)及右下方(602)的SEM影像是NQD沉积之前及之后，通道的放大影像。图6B显示混合型图案化元件的示意图，其中通道的局部被NQD填充，其具有以下形貌结构：601p+GaAs、602p+AlGaAs、603i-AlGaAs、604i-MQW、605i-AlGaAs、606n-GaAs。图6C显示混合型NQD/图案化p-i-n结构的NQD荧光(607)与吸收(蓝线)光谱的光谱重叠。量子阱的光致发光(608)及p-i-n元件的光电流(609)显示重空穴与轻空穴共振。
由光电流测量来观测重空穴与轻空穴吸收峰，且它们与25K下的量子阱光致发光一起在图6C中显示。光电流测量还揭示来自最顶层AlGaAs阻障的强吸收在585nm左右。在此范例中，成形结构呈通道的形式，所述通道是使用一聚焦的Ga+离子束在80x80μm2的一图形上以1.4μm深、570nm宽且被1.5μm宽的线隔开(图6A中的插图)而被蚀刻到异质结构的表面中。通过在图案化的p-i-n结构上滴铸一胶状NQD覆盖层来完成混合型LED。出于参照的目的，胶状NQD也沉积在一平面(非图案化)p-i-n结构上，用作一对照样本，从而允许测量由于非辐射能量传递所引起的光电流增强。
为了使从沉积在所述结构顶面上的量子点到量子阱的辐射能量传递效应最小化(本发明的目的是测量仅由于将成形结构引入到量子阱中所实现的提升)，我们使用CdSe/CdS胶状NQD，它们具有来自量子阱的重空穴和轻空穴吸收峰的强调变(detuned)发射能。NQD使用有机金属合成来生长且上面覆盖有十六胺、三辛基氧化磷和三辛磷。图6C显示NQD的荧光及吸收光谱且图6B显示混合型NQD/图案化p-i-n结构的示意图，其中如从所述混合型结构的扫描电子显微镜中所看到的，所勾画的通道仅仅部分填充有NQD，这显示在图6A的右下方影像中。
p-i-n元件的微结构使嵌入式量子阱的侧面暴露在外，形成表面态，已知所述表面态能捕捉量子阱载流子(这些对一般LED非常不利)。晶体中的表面至体相原子(surface to bulk atom)的数目增大的胶状NQD中强调的是非辐射表面态对发射的量子产率的影响。就胶状NQD而言，合成化学的新进展允许以适当的有机配体来使表面悬挂键钝化。近来，X.Brookman在2004年出版的《物理评论快报》第93卷中所发表的文号为107403的论文(Physical Review Letters 93,107403(2004))中报导了量子产率接近100％的胶状NQD。在这一点上，我们通过沉积上面分布有机配体的胶状NQD来使表面态对所揭露的量子阱平面所产生的不利影响最小化，所述有机配体也会使微结构化的量子阱的表面态钝化。虽然钝化的性质未被完全理解，但是通过测量瞬态量子阱光致发光确认了非辐射表面态已消除。
图7A显示存在和不存在胶状NQD的情况下，图案化p-i-n结构的量子阱光致发光衰变。在25K下对混合型NQD/图案化p-i-n结构进行时间分辨测量。图7A显示在NQD沉积之前(704)和在NQD沉积之后(703)，裸图案化p-i-n元件的光致发光衰变。双箭头指向由于非辐射能量传递所引起的混合型图案化结构中的延长上升时间。曲线702是方程式(1)的拟合结果。图7A中的插图(701)显示混合型NQD/图案化p-i-n结构的光致发光衰变(衰变1)和平面p-i-n结构的光致发光衰变(衰变2)。图7B显示在一玻璃基板上(实线707)及图案化p-i-n结构上(空心圈709)的NQD之荧光衰变。红色虚线(710)和点线(708)分别是一玻璃基板与图案化p-i-n结构上的NQD荧光的双指数拟合曲线。图7B中的插图(706)显示一玻璃基板(710)上及未图案化p-i-n元件(711)上的NQD之荧光衰变。
图案化p-i-n结构是在584nm以非共振方式被激发的且光致发光动力学是使用时间相关单光子计数及提供40ps分辨率的一雪崩光电二极管记录下来的，而分光滤光器用于仅选择量子阱的光致发光。用一指数曲线来拟合光致发光衰变的长尾部(t≥1ns)，接着，估计两个结构的衰变率。裸图案化结构的光致发光衰变率比混合型图案化结构的衰变率快20％(kQW＝2.13ns-1,kQW+QD＝1.78ns-1)，这意味着分布在胶状NQD表面上的有机配体使图案化量子阱的表面态钝化。我们已观测到(图未示)并非所有种类的表面配体都将减小图案化量子阱表面态的非辐射复合率，且某些种类(胺)甚至将增大复合率。701中还绘示混合型图案化p-i-n结构之光致发光衰变的长尾部与平面(对照)样本之光致发光衰变的长尾部的比较，这明显地显示出非常类似的瞬态衰变曲线(对t≥1ns而言，衰变率在1％之内)，这表明有机配体可几乎完全消除由于p-i-n结构图案化所产生的所有附加的非辐射复合位置。
与用图7A中的一双箭头所示的裸图案化量子阱进行比较，混合型图案化量子阱的延长上升时间显示从胶状NQD到量子阱的能量传递的开始。沉积在图案化量子阱之通道中的胶状NQD将能量以辐射及非辐射形式传递到相邻结构中。为了描述混合型NQD/图案化p-i-n结构中的非辐射能量传递效率的特性，使用时间相关单光子计数和适当的分光滤光器来测量混合型结构中及一玻璃基板上的胶状NQD的荧光衰变。NQD以40nm、200fs的脉冲、250kHz的重复率以非共振方式泵激出来。图7B显示一玻璃基板上及图案化p-i-n结构上的NQD的荧光衰变，且比较两条荧光衰变曲线清楚地揭示出混合型结构中存在一条额外的非辐射能量传递通道。
而在玻璃基板上，NQD的荧光衰变由NQD本身所固有的辐射及任何非辐射复合通道支配，在混合型图案化结构中，向图案化量子阱的非辐射能量传递对NQD荧光衰变率作出贡献，作为额外的非辐射通道。因此，混合型结构中的NQD的荧光衰变率由下式给出：
kH＝kQD+kET  (Eqn 7)
其中kQD和kET分别是NQD的荧光衰变率和非辐射能量传递率。由于非辐射能量传递随着施体与受体之间的间距而大力调整，所以在混合型结构中，仅沉积在图案化结构的通道两侧上的NQD以非辐射形式传递能量，且因此我们可假定总体有两种NQD，经历非辐射能量传递的那些NQD和并未经历非辐射能量传递的那些NQD。
图7B中所示的一玻璃基板上的NQD的荧光衰变由一快组分和一慢组分支配，所述快组分和慢组分可用同样绘示在图7B中的一双指数拟合来逼近，其中快衰变率且慢衰变率图7B中的插图(706)显示一未图案化p-i-n结构上及一玻璃基板上的NQD的荧光衰变。这两种情况下的衰变动力学几乎是相同的，这也表明，点间动力学在玻璃基板和未图案化p-i-n结构上均未改变。图案化结构上的NQD之荧光衰变可通过下式来更加准确地描述：
I ( t ) = Σ i = 1,2 A i · e - k Hi t + Σ i = 1,2 B i · e - k QDi t - - - ( Eqn 8 )
前两项描述将能量以非辐射形式传递给图案化结构的NQD的衰变动力学且后两项描述未将能量以非辐射形式传递给图案化结构的NQD的衰变动力学。由于能量传递率与施体偶极的振子强度成比例，所以与高和低振子强度之跃迁偶极相对应的能量传递率之比随着快与慢组分的荧光衰变率之比对应地近似调整，如下：
k QD 1 k QD 2 = k ET 1 k ET 2 - - - ( Eqn 9 )
此相依性同样指出存在与不存在非辐射能量传递情况下，快与慢组分所引起的瞬态荧光应保持不变。考虑到这些，我们拟合混合型结构中的NQD之荧光衰变曲线，此曲线显示在图7B中，且得出混合型图案化结构中的非辐射能量传递效率(ηET)为79％，其中
ηET＝kET/(kET+kQD)  (Eqn 10)
根据两个NQD子集的相对振幅，结果发现，～81％的NQD经历了非辐射能量传递，这表明仅一薄层NQD沉积在图案化结构上。通过比较混合型图案化与混合型平面异质结构的光电流，可以估计此混合型结构的全电势。这两个样本以400nm、200fs的脉冲、250kHz的重复率被光激发，聚焦在所述样本上的一束斑(spot size)小于图案化p-i-n结构的蚀刻面积，典型地～40μm，且产生的光电流使用锁定检测(lock-in detection)来测量且选择的激发波长要避免NQD的非线性吸收。
图8显示混合型NQD/p-i-n结构的光电流。在25K下，混合型NQD/平面量子阱结构(正方形)及混合型NQD/图案化p-i-n结构(点)的光电流依赖于泵浦注量(fluence)。如这里所描绘的，实线(801)和802是对光电流信号的拟合。插图(803)：NQD的荧光强度(虚线)对激发强度(点804)。图8中所示的对混合型平面(对照)元件及混合型图案化p-i-n结构的光电流测量的比较论证混合型图案化元件中有显著增长。
在平面(对照)结构中，由于所述元件的顶层的吸收长度短(～250nm)，所以NQD荧光被p-i-n元件的最顶层吸收且所测量的光电流几乎未受胶状NQD覆盖层的影响。这是由于电连接点附近的导电带弯曲(bending)，妨碍了顶层的光激发电子-空穴对分离且从而产生光电流，这同样是从图6C中所示的光电流的波长相依性观测到的。与此形成鲜明对比的是，胶状NQD沉积在图案化结构上使所测量的光电流显著增加，微通道的整个截面上可能发生横向能量传递。对照样本的光电流(I)呈现对泵浦注量的线性相依性：
(P),I∝aC·P  (Eqn 11)
其中ac是功率转换常数。就混合型图案化结构而言，我们观测到在泵浦注量高于60μJ/cm2时趋向饱和的趋势。观测到混合型图案化异质结构中的光电流饱和的原因，可能是由于量子阱中的非线性，诸如激发所诱发的折射率及非线性吸收变化[D.S.Chemla等人，IEEE J.Quantum Electron.20,265(1984).T.Sizer等人，IEEE J.QuantumElectron.30,399(1994)]。我们如下估计混合型图案化结构的光电流：
I = I S ( 1 - e - a H · P ) - - - ( Eqn 12 )
其中IS和分别是饱和光电流和阈值功率，其中对混合型结构的线性响应范围内的泵浦注量而言，两个元件的光电流转换效率之比由下式给出：
(IS·aH)/aC＝6  (Eqn 13)
显然地，图案化结构中的横向能量传递提高了光-电流转换效率。由于我们发现对同一范围的泵浦注量积分所得的NQD荧光线性地增加，这显示在图8中的插图中，所以我们已确定光电流饱和并非由于NQD发射具非线性[R.M.Kraus等人，J.Phys.Chem.B 109,18214(2005)]，并确定混合型平面及裸平面p-i-n结构之光电流在NQD吸收谱中几乎相同。由非辐射能量传递率与NQD辐射率之比，我们可估计在所测量的光电流增加中两个过程的贡献量。NQD辐射率由下式给出：
krad＝kQD·Qef  (Eqn 14)
其中Qef是NQD的量子效率。对此研究中所使用的NQD而言，由瞬态荧光测量，我们得出下式：
k ET k QD · Q ef ≅ 10 - - - ( Eqn 15 )
这明显表明NQD主要通过非辐射能量传递来泵激(pump)p-i-n结构。为了定量地描述非辐射能量传递，我们使用一动力学模型，它可描述混合型异质结构中的激发动力学。对NQD的冷光泵激而言，混合型NQD施体-QW受体系统的解析解由下式给出：
I ( t ) = Σ i = 1,2 n QDi ( 0 ) k ETi k QW - k QDi - k ETi ( e - ( k QDi + k ETi ) t - e - k QW t ) + f ( t ) - - - ( Eqn 16 )
其中是共振激发NQD的初始居量，kQW＝2.1ns-1是量子阱的光致发光衰变率，且f(t)是直接光泵激。此方程式准确地描述了量子阱的光致发光衰变。在图7A中，量子阱的光致发光衰变上叠置了上式的一拟合，其中唯一可变的参数是初始居量及NQD的直接光泵激与间接能量传递之比。当89％的能量通过非辐射能量传递由NQD被注入到QW中时，得到最佳拟合，与上文针对非辐射能量传递率与NQD辐射率之比所导出的定性估计相吻合。
所提出的混合型p-i-n结构利用在完全不同类别的半导体之间传递能量同时完全克服了高吸收化合物的低电荷转移效率所强加的限制的适当设计的混合型光电元件来例证非辐射能量传递的强度。通过对NQD及p-i-n结构的瞬态动力学进行补充测量，提出传递机制的确凿证据。为此，在低温下研究所述效应的特性描述，以便允许p-i-n元件有足够的光致发光量子产率。所观测的光-电流转换效率增强仅通过调整束缚与自由载流子对之间的传递机制而取决于温度。因此，引入的混合型结构为室温下的高效光电元件提供一种新途径。为了使所研究结构能论证与裸p-i-n或pn元件相比，光电流增强，对NQD生长的控制及对QW与NQD或有机化合物之间的非辐射能量传递的动力学的理解已臻成熟。此外，此结构并不限于NQD，而是可适用于基于强吸收半导体材料的任何解决方案。
包含一p-n结的一集光元件的第一实施例
出于举例的目的，现在我们参考附图来详细讨论本发明的第一实施例用作一集光元件的实际实施和论证，其中复合封闭结构包括一单p-i-n结作为一结构中的能量传递区域，这使所测量的光电流明显增强。借助非辐射能量传递，沉积NC的激发态能量被有效率地传递给一图案化的块材异质结构。移至异质结构的电子-空穴对随后被内建电场分离并被电极收集，产生电流。
与上一个范例中的QW异质结构相比，此范例中所使用的半导体块材异质结构提供较高的载流子传输。在此结构中，利用了胶状NC的宽吸收范围和高振子强度，同时克服了低载流子传输。通过此混合型结构，胶状NC的有效载流子提取释放了高效光电池和光电元件的潜能。如图9A中所示，通过分子束外延(MBE)，示范性半导体异质结构在一(100)GaAs基板上生长。未经掺杂的GaAs层在表面下760nm处。图9B显示图案化异质结构的扫描电子显微镜(SEM)影像。插图显示通道的放大影像。一2.3μm厚的n掺杂GaAs层在基板上生长，一1μm厚的未经掺杂的GaAs层及一500nm厚的p掺杂GaAs层相继在其上生长。一43nm厚的p掺杂Al0.4Ga0.6As层随后在顶层220nm厚的p掺杂GaAs之前生长。制成的异质结构是直径为400μm的圆形凸台，其顶部金属接点贴附在p掺杂GaAs层上且第二接点贴附在n掺杂GaAs层上。
图9B说明图案化异质结构的扫描电子显微镜(SEM)影像。通过一聚焦Ga+离子束(FIB)，在p-i-n异质结构上制造300nm宽且1.8μm深的通道，它们间隔1.9μm的宽度。在图案化过程中，异质结构的有源层被部分移除以制造通道，且表面态被不可避免地引入到异质结构中。表面态成为复合中心或载流子陷域，这导致图案化异质结构中的光电流减小。图10显示25K时，异质结构在FIB图案化之前(1001)及之后(1002)的光致发光衰变。异质结构的衰变时间从未图案化结构的1ns降至图案化结构的250ps，证实未图案化结构中出现表面态。因此，在通道图案化之后，异质结构的光电流减小～84％，即当以570nm激发异质结构时，Ipattern＝1μA,Iflat＝6.7μA。
通过水相合成法来制备覆盖有巯基丙酸(MPA)的水溶性CdTeNC。图10显示室温下NC的吸收和荧光。通过滴铸，NC沉积在图案化的异质结构上以形成混合型图案化元件。NC还沉积在未图案化的异质结构上以用作对照系统。测量两个元件的光电流以观测混合型图案化结构中的非辐射能量传递效应。由于能量传递率(kET)与施体-受体间距(r)成反比，例如，在类点隔离偶极中，kET∝r-6[Chen,H.S.；Wang,S.J.J.；Lo,C.J.；Chi,J.Y.Applied Physics Letters 2005,86,(13)]，所以能量传递率随着施体-受体间距的增大而迅速减小。因此，与非辐射能量传递有关的载流子产生仅仅在离顶面数纳米内发生。此外，在顶面下220nm处有一43nm厚的AlGaAs层，它阻碍最顶层中产生的电子传输到阴极。因此，非辐射能量传递不会对对照结构的光电流产生影响。
在非辐射能量传递率中起重要作用的另一个因素是施体发射与受体吸收的光谱重叠(Θ)，即kET随着Θ而线性地调整。图11显示NC发射与异质结构之光电流的重叠。NC的吸收(1103)及荧光光谱(1102)。异质结构的光电流(1101)显示NC施体与未经掺杂的GaAs受体的光谱重叠。
考虑到异质结构的发射与NC的吸收，所以不准能量从异质结构反向传递给NC。此外，因为NC与异质结构有能带偏差，所以从CdTeNC到GaAs基异质结构的电荷传输不可能发生。
为了测量混合型结构的光电流，用一光学参数放大器(OPA)以200fs的宽度及250kHz的重复率以570nm激发混合型结构。所选择的激发波长使对光电流的直接激发的效应最小化。在低温(25K)及在室温下使用一吉时利238(Keithley 238)来测量混合型结构的光电流。图12显示裸图案化异质结构和混合型结构的电流-电压特性。显然，混合型图案化结构的光电流(1202)高于裸异质结构的光电流(1201)。较高的光电流是由混合型图案化结构中的非辐射能量传递引起的。块材异质结构优于其他范例中所使用的QW异质结构之处在于较高的载流子传输。对QW异质结构而言，低能量载流子可能陷入量子阱，而高能量载流子可能经历声子散射，导致光电流减小。相比之下，块材异质结构中并没有此类阻碍。有意地选择的NC荧光紧邻块材异质结构的带缘以降低声子散射的可能性。因此，混合型块材异质结构的光电流比混合型QW异质结构的光电流高两个数量级左右。
混合型结构的光电流增强(H)由Ihybrid/Ibare给出，其中Ihybrid和Ibare分别是混合型和裸结构的光电流。如图12中所示，在25K时，混合型图案化结构的光电流增强(Hp＝3.00)高于混合型平面对照结构的增强(Hf＝1.12)。混合型平面结构略有增加是由QD(量子点)发射光子且光子随后被异质结构的有源层吸收的常见辐射能量传递引起的。由于施体-受体间距大，所以非辐射能量传递对光电流无影响。不同于混合型图案化结构，光电流的增加主要是因为有效率的非辐射能量传递。由于在高温下QD的量子产率较低且无辐射衰变，诸如声子散射增大，所以混合型图案化的光电流增强在室温下略微减小(Hp＝2.44)。然而，混合型图案化结构的增强还是超过了混合型对照结构的增强(Hf＝1.07)。
虽然混合型图案化结构的光电流增强高于对照结构的光电流增强，但是前者的每一个激发区域的光电流均低于后者。在图案化过程中，有源材料被部分移除且被引入到异质结构中的表面态对混合型结构的效率至关重要。在上一个范例中，使用了覆盖有十六胺、三辛基氧化磷和三辛磷的CdSe/CdS NC。我们已证实NC可使通道面的表面态钝化并实现了光电流转换效率的6倍增加。遗憾地是，在此处并未观测到由于沉积QD所引起的表面态钝化。还可调整宽度和通道的宽度来优化光电流。除此之外，还可通过将顶部接点设计成可更有效率地将光生载流子带出，来增加混合型图案化结构的光电流。
因此，强吸收胶状NC用于吸收日光光子。胶状NC中的光生载流子经由非辐射能量传递过程被有效率地传送给高载流子迁移率异质结构并被转换成可测量的电流。在胶状NC沉积到裸图案化异质结构中之后，光电流明显增大。已观测到混合型图案化结构的光电流增强最高为3，这高于混合型未图案化结构的光电流增强。对高效光电池和光电应用而言，此有效集光方案有优势潜力。
本发明之第二实施例
在本发明的第二实施例(图1中所示的封闭结构(101-103)的折射率大于图1中所示的成形结构(105)的折射率)中，大部分的发射光被成形结构的侧壁反射回来，这是因为在表面界面上有折射率界限从低到高的菲涅尔反射，使得每一个成形结构都主要充当发光(或吸光)粒子所发射(或收集)的光的一反射腔，提供其他有益影响，现在将对此加以描述。
图13更详细地显示在这样的环境下，光响应性粒子的发光过程。位置紧邻能量传递区域(107)的一光响应性粒子(106)发出的向最接近的异质结构所在方向辐射的一光线(1301)主要从成形结构105的内表面反射回来，使其转向远离最接近的异质结构的体相。少许能量以次要光线(1302)的形式被传递到下方异质结构中。在实践中，射线1302的强度小于1301的强度。
因此，就一发光元件而言，一开始射向封闭异质结构的光绝大多数改为朝向前向发射方向。此外，前向发射光的定向性(角分布)可通过为封闭成形结构的截面轮廓塑形再加控制。此类塑形可包括但并不限于：锥形、球形或椭圆形的轮廓。成形结构的几何参数，诸如宽度、深度和排列方式，则决定发光元件的远场发射轮廓中的功率角分布。
例如，图14描绘成形结构呈倒立的凹坑或角锥(1401)形的一配置。图15显示成形结构呈球形或椭圆形空洞(1501)状的一配置。
就根据本发明之第二实施例的一集光元件而言，成形结构的截面形状可被设计成使得入射光被强烈地局限在光响应性粒子的空间位置(在能量传递区域附近)，使得各个成形结构发挥将入射光集中到纳米粒子上的作用，从而提高纳米粒子收集入射光子的效率。
图16描绘所述元件用作一太阳能收集器的一配置。在此情况下，照射到结构上的一光线(1601)被紧邻一能量传递区域(107)的光响应性粒子(106)吸收，随后光响应性粒子(106)以非辐射形式将能量传递给封闭结构，使得区域101-103内产生一电子-空穴对。在封闭结构内感生的一电场的影响下，产生的光电流接着将会被导离能量传递区域，并经由在区域101和103上形成的电连接点被传导到一外部电路(图未示)。
入射(或产生的)光还可能在成形结构内以‘腔模(cavity mode)’的形式形成群速度减小的波。为了清楚起见，‘腔模’存在于成形结构之空间区域内，而非封闭异质结构的体相中(和一般LED或太阳能电池一样)。‘腔模’的存在与封闭结构所形成的微腔的品质因数有关。
由于腔模形成所引起的光的空间局限不一定集中在成形结构的侧壁上，而是可能出现在成形结构内的任何地方，且腔模的优势适用于太阳能收集元件和发光元件。图17A至17D更详细地描绘与腔模相关的空间场局限效应。
图17A显示截面形状呈一倒立角锥形的一成形结构内的空间场局限。符号1701代表成形结构的后壁，而1702代表成形结构的侧壁界面。灰阶区域1703代表在外部照明下成形结构内的光场强度(就一太阳能收集元件而言)或由排列在成形结构内的光响应性粒子发射的光子所产生的光场强度(就光发射而言)。
图17B显示成形结构完全被光吸收或发射粒子(106)填满的一构造，说明成形结构中心处的强光场与光发射或吸收粒子的空间重叠。
图17C显示光发射或吸收粒子绝大多数沿成形结构的侧壁排列的一结构，成形结构中心处的强光场强度(1703)与一或多个光响应性粒子发生部分重叠。
图17D显示一单光响应性粒子主要朝向成形结构中心排列，使得成形结构中心处的强光场强度(1703)与光响应性粒子大部分重叠的一结构。
视封闭结构与光发射/吸收粒子的能带间隙的相对配置而定，图17D中所描绘的结构适于实施一单光子探测器，或一单光子发射器。
一种用于提高能量转换效率的替代机制可利用成形结构内的表面局限效应。这可通过引入并利用表面等离子体(surface plasmon)来实现。表面等离子体是沿着成形结构的侧壁界面存在及/或被约束在成形结构的侧壁界面上的光波，且其场强非常强烈地被局限在成形结构的侧壁区域内。
图18描绘表面等离子体效应的应用。一入射光线(1601)被反射到排列有光发射或吸收粒子的区域上，接着与存在于成形结构侧壁上的一表面等离子体波耦合或在成形结构侧壁上感生一表面等离子体波。符号1801代表表面等离子体波的受限场强。视驻波模态的阶数而定，等离子体强度轮廓(profile)可能有若干波瓣。
图19A至19C更详细地显示由截面形状呈倒立角锥形的一成形结构内的表面等离子体效应所引起的场局限效应。图19A更清楚地说明二阶腔室等离子体模态的场局限。图19B说明表面等离子体模态与光发射或收集粒子的空间重叠。图19C显示强度并非如此强烈地被局限到不同的空间波瓣中而是沿成形结构的侧壁更均匀地分布的一腔室等离子体模态的一范例。此配置提供改善与分散在成形结构侧壁上的大量光吸收或发射粒子的光能传递的优势。
假如成形结构支持一近稳模态，那么所产生的封闭腔模或等离子体腔模的品质因数可能变得非常大。在此情况下，成形结构为封闭的光响应性粒子提供一强“微腔”环境，且可能发生受激发射。或者，每个粒子的发射率可能增大。极端地说，这可能导致成形结构内产生激光。
图20描绘成形结构为来自光响应性粒子的辐射光提供一微腔环境使得成形结构内产生一显著受限驻波(通过多次内反射过程)的一配置，驻波的场局限特性可呈图17A-D及19A-C中所示的形式，使得光子循环出现(2001)且粒子的发射率开始增大且更多的光子被发射(2002)。在此配置的极端情况下，光子循环导致放大自发发射且所述元件可形成一激光器。
本发明之第三实施例
在本发明的第三实施例中，封闭结构包含多个被一成形结构穿透的能量传递区域(图21)使得不止一个能量传递区域(2101)参与胶状纳米粒子的非辐射能量传递过程。在本发明之此实施例中，发射功率(亮度)，或收集效率，随着被穿透量子阱的数目而调整。
本发明之第四实施例
本发明的第四实施例利用旋绕形状的蚀刻结构，使得与量子阱接触的边界的长度最大化。此类几何形状可包括(但并不限于)分形、旋绕的螺旋形、中孔(mesoporous)(类似于海绵)几何形状、有朝向内侧的细丝的几何形状，且提供增加发射面积的优势。
本发明之第五实施例
在本发明的第五实施例中，多组成形结构穿透能量传递区域，且可以以下列方式配置：随机地配置、配置在具有从1-6的对称性的周期晶格中、或配置在准周期晶格中，使得元件每单位表面积的光提取(或收集)效率增加。
应了解的是，准周期晶格包括在实际的晶格空间中长程有序但短程无序且成形结构的中心位置的傅立叶变换揭示布喇格峰且相应的晶格空间中对称性的阶次(level)大于6的那些晶格。准周期晶格包括斐波那契晶格及对称性的阶次接近无穷大的其他晶格。
随机配置包括‘非晶形配置’及成形结构有不规则的最近邻中心距和成形结构的中心位置的傅立叶变换并未清楚地揭示周期布喇格峰的那些配置。
我们对周期、非周期和准周期的定义包括多个成形结构被置于此类配置或晶格中，但配置或晶格中的大小或截面形状不同的结构。例如，成形结构可被配置在一特定晶格中但可能具有不同的截面积或截面形状。
图22A、22B和22C说明被配置在一规则的(正方形)晶格(根据实施例5)中的成形结构(根据实施例4)的几种截面形状。图中显示成形结构呈圆棒状(2201)、n角星状(2202)、随机的边缘未对齐结构(2203)的范例，其中随机的边缘未对齐结构(2203)可呈类似于中孔海绵的形状。或者，有序的锯齿边缘结构，诸如分形或具有朝向内侧的细丝或杆的形状，可被加以利用。
在本发明之第五实施例的第二种情况下，选择的成形结构的配置使成形结构的填充密度最大化。这提供使每单位表面积上成形结构的总计周长最大化且进而提供增大的能量传递效率的优势。
在第五实施例的第三种情况下，相邻蚀刻成形结构之间的连接材料桥的最大长度对应于(或小于)异质结构内的激子的非辐射扩散长度。这确保激子的辐射复合被有效地抑制在封闭异质结构的体相中且因此使到达(或来自)光发射(或吸收)粒子的非辐射能量传递的效率最大化。
图23描绘根据第五实施例的一配置，其中最接近的成形结构之间的最大距离(2301)被最小化以确保其小于材料中的激子复合距离。成形结构的配置可以是随机的、周期的、准周期的或非晶形的。
在本发明之第五实施例的第四范例中，所选择的被置于一光隔离成形结构阵列内的结构的形状及空间配置的截面形状使元件每单位表面积(与阵列配置相关)的光提取效率增加，且通过汇总远场中各个成形结构的投影发射来提供有利的光束成形(与蚀刻结构的截面形状相关)，使得总的来说，远场发射轮廓的角功率分布(就一发光元件而言)，或接收锥角(就一集光元件而言)，偏离一标准的朗伯型，通常利用随机表面粗糙化，对一般LED或太阳能电池而言，是标准的朗伯型。图24说明此情况。一成形结构阵列被配置成提供有利的远场干涉(2401)，使得发射波前(2402)的整体形状可被予以调整(2403)。
本发明之第六实施例
在本发明的第六实施例中，大量成形结构被配置成使得它们形成部分耦合微腔之阵列，借此，各个成形结构内的光响应性粒子所发射的光场(及波函数)之间的耦合导致若干成形结构的距离范围内的光子发射相干，使得总的来说，远场发射轮廓的角功率分布(就一发光元件而言)，或接收锥角(就一集光元件而言)，偏离一标准的朗伯型，就一般LED或太阳能电池而言，是标准的朗伯型。
此类交叉耦合可通过部分透过封闭异质结构的介电材料体相传播的光场之间的相互作用(图13至16中的射线1302)来实现，且并不限于成形结构之间的最近邻相互作用，而是可在若干成形结构的长度级别上发生。
或者，交叉耦合可通过利用存在于成形结构之间的互连肋状物的空间区域中的元件表面上并在其上传播的表面等离子体而完全在封闭结构体相的外部实现。本发明的此实施例提供另一个关键的设计优势。促成发射或收集过程的模态的数目是有限的且实际上由成形结构的几何形状(宽度和深度)来决定。通过将整个结构设计成使得各个成形结构仅支持一或两个腔室或腔室等离子模态，但仍穿透大量密置的能量传递区域，配合高发射效率，可轻易获得极为罕见的光束图(beampattern)。就一发光元件而言，此类光束图可包括高定向性(减小的锥角)、匀强远场或结构化的远场图形，诸如具有非常窄的极发射锥角的极端化蝙蝠翼。此类光束轮廓对显示器背光单元照明和一般照明之类的应用将是有利的。
图25A和25B显示可实现的远场轮廓的极角图的范例。图25A描绘一减小的锥角发射轮廓(2501)。在极图上，角度轴2502代表发射角度，与原点(2503)的径向距离代表发射振幅(强度)。在此情况下，在一有限的发射角度范围内获得一近乎平顶的远场轮廓(2501)。图25B显示一元件，其发射锥角(2504)被刻意增大，在发射锥角的范围内有一更大的朗伯远场轮廓(2505)。
晶格配置的选择在确定远场轮廓的均匀性方面起重要作用，远场轮廓与方位角(未在图25A和25B中显示)有关。例如，对一特定极角而言，使用正方形或三角形晶格形状将使强度轮廓随着方位角产生相当大的变化，且因此将影响远场轮廓强度的整体均匀性。通过使用斐波那契或准晶体之类的较高阶对称性(higher order symmetry)晶格配置，可获得高均匀性的远场轮廓(与方位角有关)。
在本发明之第六实施例中，光发射发生在成形结构内且主要在异质结构体相的外部。成形结构主要作为反射体，且因此，总的来说，只有少许光耦合到(或陷入)封闭异质结构的体相。相比之下，就一般LED而言，光发射在异质结构材料体相的内部，且表面粗糙化(若存在的话)发挥提供额外的泄漏路径(通过多个散射事件)以将受限模态改为辐射模态的作用，因此，在此情况下，表面粗糙化为受限模态提供一提取机制。
除此之外，一般LED还利用支持大量陷模的非常厚的外延层。这导致很难实现非常窄的角发射轮廓，即便是在利用光子晶体的情况下也是如此。因此，通过确保极少量模态在发射过程时起作用从而允许对发射轮廓进行良好的控制，本发明还解决了对一般光子晶体LED的一基本限制。
本发明之第七实施例涉及封闭异质结构的顶部接点的配置并克服了与一般LED中的光提取和接触电阻有关的限制。
在图26中所示的本发明之第八实施例中，元件顶面涂有一不透光的金属接触层(2601)，成形结构被配置成穿过此顶部接触层和下方异质结构(101-103)。与一般LED、OLED元件和太阳能电池相比，本发明之此实施例允许顶部接点堆叠(2601)被任意设计(就所用材料而言)成使与下方异质结构的接触电阻最小化，从而提供改善与异质结构体相的电接触的手段，这进一步提高了量子阱层中的参与激子对之产生的总效率。
本发明之此实施例明显不同于一常见LED中所使用的实施例。在一般LED中，顶部接点必须是完全透明的(通常由氧化铟锡制成)，或者必须面积小且与一下方部分导电的电流分布层结合使用。此要求限制了异质结构可获得的最大接触电阻并限制了LED的总效率，这是因为透明的顶部接触层增大了光损耗并增大了接触电阻，这进而导致正向导通电压增加。
在本发明之此实施例中，光完全从成形结构的空间区域内射出，且我们可以随意用一不透光且实体较厚的固体金属层来覆盖互连顶面(成形结构之间)，允许顶部接点堆叠结构被任意设计成使与下方异质结构的接触电阻最小化，从而提高能量传递区域中的参与激子对生成的效率。
此外，使用一不透明且具高导电性的顶面提供一种支持表面等离子体模态的手段，表面等离子体模态随后提供一种使相邻的成形结构在几微米的长度级别上相互交叉耦合以提供远场光束成形效应的机制(如实施例7中所述)。
制造方法
目前，用一般的半导体处理技术可实现本发明的所有实施例。一般LED异质结构、太阳能电池，和OLED元件的制造方法是众所周知的，因此将不会在这里详细描述。通过电子束光刻和半导体干式蚀刻技术可以使成形结构图案化。或者，可以利用离子束铣削。出于大规模生产的目的，可通过(但方法并不限于)一般的微影、接触式光刻、深紫外光刻、X射线光刻、纳米压印、热压印来定义成形结构，方法依所选择的尺寸而定。
图27A至27J说明用于制造根据本发明的元件的一种示范性制造流程的步骤，所述步骤从图27A中所示的一裸外延基板开始。
参考图27B，借助各种方法，包括：溅射、热蒸发、电子枪蒸发和电沉积，电接触层(271)可沉积在外延基板上。接点可由透明的接触材料，包括氧化铟锡、氧化铝锌，或者包含若干金属(诸如，镍、铬、铝、金)的一多层堆叠组成，选择这些金属是为了给外延结构的顶面提供良好的附着力，提供良好的欧姆接触，提供高导电性和导热性，且适用于引线键合或其他电接触方法。
如图27C中所示，一硬遮罩(272)接着可沉积在接触层上。这样的一硬遮罩可由SiO2或SiN之类的一种介电材料组成。所选择的硬遮罩对特定蚀刻过程有高耐性，用以穿透过金属层转移所述硬遮罩所成形的结构。
如图27D中所示，一光敏或电子敏感层(光致抗蚀剂)(273)接着通过滴涂和旋涂沉积在金属层上。这层借助一项适合的技术，诸如一般的光刻、纳米压印光刻或电子光刻而被图案化，并显影，以在光致抗蚀剂中的预定义位置形成成形空洞(274)，如图27E中所示。
如图27F中所示，通过湿化学蚀刻、反应离子蚀刻、离子束铣削或电感性耦合等离子体蚀刻，图案接着被转移到下方硬遮罩材料(275)。剩余的残留光致抗蚀剂通过酸洗或溶剂清洗去除，如图27G所示。
如图27H中所示，使用一适当的蚀刻工艺，图案接着从硬遮罩被转移至下方金属接点堆叠和外延基板(276)。适用于金属接触层和GaN的一种工艺的一范例是氯/氧基电感性耦合等离子体蚀刻工艺。
如图27I中所示，借助一项适合的技术，一钝化层(277)可接着沉积在孔洞内，此类技术包括原子层沉积、溅射、电沉积、无电沉积，和湿化学工艺。就一介电材料(诸如，氧化铪或氧化铝)而言，通过一原子层沉积工艺，一单层可准确地沉积在成形结构的内表面上。这确保电荷转移区域与光响应性粒子之间有最小间距。
在钝化之后，顶部介电硬遮罩可留在适当的位置以为顶部接触层提供进一步的保护，从而提高电性能和寿命。需要蚀刻出大窗口使其穿过顶部硬遮罩层以允许与下方金属堆叠电接触。然而，这些窗口可能离元件的起作用(发光/集光)表面有一段距离。最后，如图27J中所示，通过滴铸、蘸笔光刻、旋涂等之类的适合方法，光响应性粒子被置于成形空洞中。
设计方法
本发明中所有提出的实施例均可利用时域有限差分模拟技术还有诸如图17、19和25中所示的防止模拟中出现相干效应的措施加以设计，其中所述模型包含隔离的偶极发射器。
应用
正如所指示的，本发明的发光元件可用作一单光子发射器或多光子元件。所述元件可应用在显示技术中且有些实施例可提供一激光元件。
同样，本发明的集光元件可用作一单光子吸收或多光子吸收元件。所述集光元件可应用在太阳能电池技术、光探测器，和电荷耦合元件(CCD)之类的成像元件中。
至于光探测器和CCD，本发明允许延展元件对原本不会做出响应的波长的灵敏性，且可使光谱响应平坦化。

Claims (55)

1.一种光学元件，其具有用于接收光能或用于发送光能的一表面，其特征在于：所述光学元件包含：
一电子结构，具有一能量传递区域，其中所述电子结构呈现一与其能量相关联的电子能带间隙；
一腔室，从所述元件表面延伸穿过所述电子结构并穿透所述能量传递区域，所述腔室具有一预定的截面形状，并通过一个或多个对应的侧壁从所述元件表面延伸穿过所述电子结构；及，
多个光响应性粒子，排列在其中一个所述腔室侧壁上，且所排列的空间位置紧邻所述能量传递区域，所述光响应性粒子适于：
经由所述腔室吸收从所述元件表面接收的光能，及经由所述腔室向所述元件表面发射光能；及，
使用一非辐射能量传递机制与所述能量传递区域传递能量，
其中通过非接触性偶极-偶极相互作用，所述光响应性粒子所吸收的光能经由所述能量传递区域以非辐射形式传递给所述电子结构，或者，其中通过非接触性偶极-偶极相互作用，经由所述能量传递区域从所述电子结构以非辐射形式传递给所述光响应性粒子的能量被所述光响应性粒子以光能形式发射。
2.根据权利要求1所述的光学元件，其特征在于：多个光响应性粒子排列在其中一个所述腔室侧壁或多个所述腔室侧壁上，所排列的空间位置紧邻所述能量传递区域。
3.根据权利要求1所述的光学元件，其特征在于：所述电子结构包含一外延结构。
4.根据权利要求1所述的光学元件，其特征在于：所述电子结构包含至少一个p-n结，所述p-n结具有一位于所述能量传递区域附近的空乏区。
5.根据权利要求1所述的光学元件，其特征在于：所述电子结构包含一半导体异质结构，所述半导体异质结构包括一个量子阱或多个量子阱，所述量子阱在所述能量传递区域附近提供高迁移率电荷转移。
6.根据权利要求5所述的光学元件，其特征在于：所述光响应性粒子所排列的空间位置紧邻所述一个量子阱或多个量子阱。
7.根据权利要求1所述的光学元件，其特征在于：所述电子结构包含一直接能带间隙半导体材料。
8.根据权利要求1所述的光学元件，其特征在于：所述电子结构包含一间接能带间隙半导体材料。
9.根据权利要求1所述的光学元件，其特征在于：所述光响应性粒子包含一直接能带间隙半导体材料且具有一明确定义的形状。
10.根据权利要求9所述的光学元件，其特征在于：所述光响应性粒子包含一量子点。
11.根据权利要求9所述的光学元件，其特征在于：所述光响应性粒子包含一量子棒。
12.根据权利要求1所述的光学元件，其特征在于：所述光响应性粒子包含一磷光体。
13.根据权利要求1所述的光学元件，其特征在于：所述光响应性粒子包含一胶状纳米粒子。
14.根据权利要求1所述的光学元件，其特征在于：所述腔室的一个侧壁或多个侧壁延伸穿过与所述元件表面垂直的所述电子结构。
15.根据权利要求1所述的光学元件，其特征在于：所述腔室的一个侧壁或多个侧壁是锥形。
16.根据权利要求1所述的光学元件，其特征在于：所述腔室的一个侧壁或多个侧壁是曲面。
17.根据权利要求1所述的光学元件，其特征在于：所述腔室的预定截面形状是一规则的形状。
18.根据权利要求1所述的光学元件，其特征在于：所述腔室的预定截面形状是使其周长最优化的一形状。
19.根据权利要求18所述的光学元件，其特征在于：所述预定截面形状是一螺旋形。
20.根据权利要求18所述的光学元件，其特征在于：所述预定截面形状是一星形。
21.根据权利要求18所述的光学元件，其特征在于，沿其边界，所述预定截面形状是分形。
22.根据权利要求1所述的光学元件，其特征在于：所述电子结构包含多个所述能量传递区域和多个所述腔室，每一腔室从所述元件表面延伸穿过所述电子结构并穿透其中一个所述能量传递区域，每一腔室具有一预定截面形状，其中一个或多个对应的侧壁从所述元件表面延伸穿过所述电子结构，其中一个或多个所述光响应性粒子排列在每一腔室的其中一个腔室侧壁或多个腔室侧壁上，且排列的空间位置紧邻各自的能量传递区域。
23.根据权利要求22所述的光学元件，其特征在于：所述多个腔室被随机地排列在所述元件表面上。
24.根据权利要求22所述的光学元件，其特征在于：所述多个腔室在所述元件表面上排列成一周期阵列。
25.根据权利要求24所述的光学元件，其特征在于：所述多个腔室包含一光子晶体。
26.根据权利要求22所述的光学元件，其特征在于：所述多个腔室在所述元件表面上排列成一准周期阵列。
27.根据权利要求26所述的光学元件，其特征在于：所述多个腔室包含一光子准晶体。
28.根据权利要求22所述的光学元件，其特征在于：所述多个腔室在所述元件表面上被排列成使它们的填充密度最优化。
29.根据权利要求22所述的光学元件，其特征在于：所述多个腔室排列在所述元件表面上，使得相邻距离最短之腔室的间距小于或等于所述电子结构的非辐射载流子扩散长度的近两倍。
30.根据权利要求22所述的光学元件，其特征在于：所述元件包含一个不透明的电接触层，所述电接触层配置在所述元件表面而非所述腔室上。
31.根据权利要求22所述的光学元件，其特征在于：所述元件是一单光子元件。
32.一种集光元件，包含根据权利要求1所述的一光学元件，其特征在于：所述电子结构的电子能带间隙小于所述光响应性粒子的一电子能带间隙，借此，当具有一适合的光子能的光入射到所述元件中时，光能被所述光响应性粒子吸收且通过非接触性偶极-偶极相互作用经由所述能量传递区域以非辐射形式传递给所述电子结构，从而产生一电势。
33.根据权利要求32所述的集光元件，其特征在于：所述腔室被配置成将从所述元件表面接收的光引导到所述光响应性粒子上。
34.根据权利要求32所述的集光元件，其特征在于：所述腔室被配置成使各自的能量传递区域附近的腔室侧壁上感生表面等离子体，并使它们局限在上面。
35.根据权利要求32所述的集光元件，其特征在于：所述元件具有多个所述腔室，所述多个腔室被配置成允许其间有交叉耦合效应，借此，所述元件被最优化，以使其接收并收集具有一预定的光学轮廓的光。
36.根据权利要求35所述的集光元件，其特征在于：所述元件被最优化，以使其接收并收集具有一朗伯光学轮廓的光。
37.根据权利要求35所述的集光元件，其特征在于：所述元件被最优化，以使其接收并收集具有一蝙蝠翼光学轮廓的光。
38.一种成像元件，其特征在于：该成像元件包含一个根据权利要求32所述的集光元件。
39.根据权利要求38所述的成像元件，其特征在于：所述成像元件是一电荷耦合元件(CCD)。
40.一种光探测器，其特征在于：该光探测器包含一个根据权利要求32所述的集光元件。
41.根据权利要求38所述的成像元件，其特征在于：所述集光元件被配置成使所述元件所响应的波长变得更长。
42.根据权利要求41所述的成像元件，其特征在于：该成像元件对红外及/或远红外波长有响应。
43.一种发光元件，其包含根据权利要求1所述的一光学元件，其特征在于：所述电子结构的电子能带间隙大于所述光响应性粒子的一电子能带间隙，借此，当一电势施加给所述电子结构时，通过非接触性偶极-偶极相互作用经由所述能量传递区域从所述电子结构以非辐射形式传递给所述光响应性粒子的能量被所述光响应性粒子以光能形式发射。
44.根据权利要求43所述的发光元件，其特征在于：所述腔室被配置成作为一反射器，用于反射所述光响应性粒子向所述元件表面所发射的光。
45.根据权利要求43所述的发光元件，其特征在于：所述电子结构中的所述腔室的深度被选择成使从所述光响应性粒子向所述元件表面的光发射最优化。
46.根据权利要求43所述的发光元件，其特征在于：所述元件具有多个所述腔室，所述多个腔室被配置成允许其间有交叉耦合效应，借此所述元件发射具有一预定远场光学轮廓的光。
47.根据权利要求46所述的发光元件，其特征在于：所述元件所发射光的所述远场光学轮廓呈朗伯分布。
48.根据权利要求46所述的发光元件，其特征在于：所述元件所发射的光具有一远场光学蝙蝠翼轮廓。
49.根据权利要求43所述的发光元件，其特征在于：所述元件具有多个所述腔室，所述多个腔室被配置成经由部分耦合及传输到底层基板模态来增强发射率。
50.根据权利要求43所述的发光元件，其特征在于：所述元件具有多个所述腔室，所述多个腔室被配置成经由所述元件表面上的表面等离子体模态与所述腔室侧壁上的表面等离子体模态之间的交叉耦合来增强发射率。
51.一种光学显示元件，其特征在于：该光学显示元件包含多个根据权利要求43所述的发光元件。
52.一种制造根据权利要求1所述的一光学元件的方法，其特征在于：所述方法包含以下步骤：
提供具有所述表面的所述电子结构；及，
通过一图案化工艺，形成从所述表面延伸穿过所述电子结构的所述腔室。
53.根据权利要求52所述的方法，其特征在于：所述图案化工艺包含光刻和蚀刻步骤。
54.根据权利要求52所述的方法，其特征在于：所述方法进一步包含沉积一钝化层的步骤。
55.根据权利要求52所述的方法，其特征在于：所述方法进一步包含在所述元件表面而非所述腔室上沉积一不透明的电接触层的步骤。
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