Ag-MgF2彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜的光學(xué)吸收特性

董睿曦, 朱群志

(上海電力學(xué)院 能源與機(jī)械工程學(xué)院, 上海 200090)

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Ag-MgF2彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜的光學(xué)吸收特性

董睿曦, 朱群志

(上海電力學(xué)院 能源與機(jī)械工程學(xué)院, 上海 200090)

金屬納米顆粒和電介質(zhì)基體構(gòu)成彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜,由于局域表面發(fā)生等離子體共振效應(yīng),復(fù)合薄膜在一定光譜范圍內(nèi)會(huì)出現(xiàn)吸收峰增強(qiáng)的現(xiàn)象,而金屬顆粒體積分?jǐn)?shù)是影響共振吸收峰位置和強(qiáng)度的關(guān)鍵因素.分別采用有效介質(zhì)理論和時(shí)域有限差分法對(duì)復(fù)合薄膜的吸收特性進(jìn)行計(jì)算,討論改變摻混顆粒體積分?jǐn)?shù)對(duì)薄膜吸收率的影響.研究得出,隨著體積分?jǐn)?shù)的增加,更易在可見光波段產(chǎn)生強(qiáng)吸收峰.這一研究結(jié)果有助于掌握彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜吸收特性的影響機(jī)理.

復(fù)合薄膜; 等離子體共振; 有效介質(zhì)理論; 時(shí)域有限差分法

由于石油、煤炭等化石資源的日益枯竭以及碳排放引起的全球氣候變暖,太陽能等綠色能源的研究和運(yùn)用越來越受到世界各國(guó)的重視.國(guó)內(nèi)外有許多的前沿研究工作,將金屬納米顆粒與太陽能光伏電池結(jié)合,以提高太陽能的轉(zhuǎn)換效率[1-6].WOKAUN A研究發(fā)現(xiàn),通過改變金屬顆粒的尺寸和形狀、基體材料,或者改變金屬顆粒在基體中的體積分?jǐn)?shù),都可以控制金屬粒子表面等離子體共振的頻率和強(qiáng)度,滿足光電材料的要求[7].

將金屬顆粒分布在陶瓷基體材料中可形成彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜,由于金屬顆粒的局域表面發(fā)生等離子體共振效應(yīng),彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜在一定光譜范圍內(nèi),其吸收峰將得到增強(qiáng).這類復(fù)合薄膜材料具有特殊的吸收特性,在太陽能采集和轉(zhuǎn)換器件方面具有應(yīng)用前景,引起了研究人員的廣泛興趣[8].Ag-MgF2彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜擁有特異的光學(xué)和電學(xué)性質(zhì),是一種有前景的功能性材料[9].目前,金屬-陶瓷彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜在實(shí)際工程中的應(yīng)用較少,一個(gè)重要原因是對(duì)陶瓷材料和金屬顆粒構(gòu)成的彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜研究尚不完善,薄膜結(jié)構(gòu)參數(shù)對(duì)薄膜性能的影響機(jī)理有待進(jìn)一步研究.大多數(shù)文獻(xiàn)采用有效介質(zhì)理論來計(jì)算彌散結(jié)構(gòu)薄膜的光學(xué)常數(shù)(n,k),然后得出彌散薄膜的透反射率.由于有效介質(zhì)理論有一定的使用條件,得出的結(jié)論具有一定局限性.本文采用時(shí)域有限差分法對(duì)陶瓷材料氟化鎂和金屬銀顆粒構(gòu)成的彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜的吸收特性進(jìn)行研究,并與有效介質(zhì)理論得出的結(jié)果相比較,分析體積分?jǐn)?shù)對(duì)復(fù)合薄膜光學(xué)吸收特性的影響.

1 研究模型與理論預(yù)測(cè)

1.1 薄膜結(jié)構(gòu)及參數(shù)

本文研究的彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜是由陶瓷基體和金屬銀顆粒組成,結(jié)構(gòu)如圖1所示.銀顆粒的尺寸為納米級(jí);基體材料為MgF2.銀顆粒隨機(jī)分散在MgF2基體中,形成彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜.

圖1 金屬銀顆粒彌散于基體中形成的復(fù)合薄膜

1.2 球形粒子等離子體共振效應(yīng)

當(dāng)入射光照射復(fù)合薄膜時(shí),球形金屬納米顆粒表面的自由電子由于極化作用產(chǎn)生偶極子,電場(chǎng)方向改變時(shí),產(chǎn)生相反方向的偶極子,如此反復(fù)形成電子振動(dòng).這些偶極子隨著電磁場(chǎng)的變化而集體振蕩,使得金屬顆粒表面的電磁場(chǎng)增強(qiáng),有利于對(duì)入射光子的捕捉,從而使特定波長(zhǎng)下的吸收率有所增加.

金屬顆粒摻混于陶瓷基體中形成彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜,該彌散結(jié)構(gòu)薄膜吸收系數(shù)可以應(yīng)用Mie理論的偶極子近似(準(zhǔn)靜態(tài)近似)來描述[10]:

(1)

式中:α——吸收系數(shù);λ——波長(zhǎng);f——金屬顆粒體積分?jǐn)?shù);ω——角頻率;εm——基體介電常數(shù);ε1(ω)——金屬顆粒介電常數(shù)實(shí)部;ε2(ω)——金屬顆粒介電常數(shù)虛部.

對(duì)于MgF2等非吸收絕緣基體,其介電常數(shù)虛部非常小,所以按近似為零處理,并且其介電常數(shù)實(shí)部基本不隨波長(zhǎng)發(fā)生變化,可視為常數(shù).由式(1)可知,若吸收系數(shù)α取最大值,則需滿足以下條件[11]:

(2)

此時(shí),所對(duì)應(yīng)的波長(zhǎng)即為等離子體共振的波長(zhǎng).圖2給出了Ag-MgF2彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜ε1(ω)+2εm與λ的關(guān)系曲線,其中光學(xué)常數(shù)取自文獻(xiàn)[12].

圖2 ε1(ω)+2εm與λ的關(guān)系曲線

由圖2可以看出,波長(zhǎng)為400 nm時(shí)滿足式(2).由此可以推測(cè),Ag-MgF2彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜的共振波長(zhǎng)位置在400 nm附近.

1.3 有效介質(zhì)理論

對(duì)于微納尺度金屬顆粒與非金屬基質(zhì)形成的復(fù)合物,其光學(xué)和介電特性與微細(xì)結(jié)構(gòu)有密切關(guān)聯(lián),有效介質(zhì)理論是基于非均勻復(fù)合介質(zhì)各組分的介電函數(shù)近似給出復(fù)合介質(zhì)的等效介電函數(shù).

1.3.1 Maxwell-Garnett理論

假設(shè)介電常數(shù)為εp的金屬顆粒彌散于介電常數(shù)為εm的陶瓷基體中,則Maxwell-Garnett(以下簡(jiǎn)稱“M-G”)關(guān)系式為[13]:

(3)

式中:ε——復(fù)合物有效介電常數(shù);εp——金屬顆粒介電常數(shù).

根據(jù)式(3)可以得出復(fù)合物有效介電常數(shù)為:

(4)

式中:ε′——復(fù)合薄膜介電常數(shù)實(shí)部;ε″——復(fù)合薄膜介電常數(shù)虛部.

在光頻范圍內(nèi),由Maxwell關(guān)系式可知,復(fù)合薄膜的光學(xué)復(fù)折射率N與有效介電常數(shù)之間的關(guān)系為:

(5)

式中:n——復(fù)合薄膜光學(xué)折射率;k——復(fù)合薄膜消光系數(shù).

根據(jù)式(4)和式(5)可以得出:

(6)

(7)

最后,利用透射系數(shù)ρ和反射系數(shù)τ得出吸收率A,ρ和τ的計(jì)算式見文獻(xiàn)[14].

(8)

1.3.2 Bruggeman理論

在考慮粒子間相互作用的情況下,BRUGGEMAN采用平均場(chǎng)理論導(dǎo)出了復(fù)合薄膜有效介電常數(shù)的Bruggeman(以下簡(jiǎn)稱“B-G”)關(guān)系式[15]:

(9)

由式(9)可整理出復(fù)合薄膜的介電常數(shù)為[15]:

(10)

之后分離出復(fù)合薄膜介電常數(shù)的實(shí)部和虛部,根據(jù)式(6)和式(7)得到折射率和消光系數(shù),最終得到吸收率.

2 仿真計(jì)算

2.1 時(shí)域有限差分法

時(shí)域有限差分法是由YEE K S提出的求解電磁場(chǎng)麥克斯韋方程的方法.其核心思想是將帶時(shí)間變量的Maxwell旋度方程轉(zhuǎn)化為差分形式,模擬出電子脈沖和理想導(dǎo)體作用的時(shí)域響應(yīng)[16].該方法的優(yōu)點(diǎn)是能夠直接模擬電磁場(chǎng)的分布,且精度較高.

材料的介電常數(shù)是入射光頻率的函數(shù),取決于物質(zhì)內(nèi)部電荷在外部電磁場(chǎng)的作用下引起的極化電場(chǎng)的強(qiáng)弱.Lorentz-Drude 模型是一種常用的介電常數(shù)模型,它將材料的復(fù)介電常數(shù)表示為自由電子的帶內(nèi)效應(yīng)與束縛電子的帶間效應(yīng)作用之和[17].

(11)

式中:ε(ω)——材料的復(fù)介電常數(shù);ε∞——頻率無窮大時(shí)的相對(duì)介電常數(shù);ωm——第m個(gè)諧振子的共振頻率;ωmp——第m個(gè)諧振子的等離子體頻率;γm——第m個(gè)諧振子的阻尼系數(shù).

將計(jì)算得出的粒子周圍近場(chǎng)信息進(jìn)行遠(yuǎn)場(chǎng)外推,就可以獲得物體的遠(yuǎn)場(chǎng)散射或吸收信息,從而可以得到材料的吸收率.

2.2 建模及模擬過程

本文采用時(shí)域有限差分法模擬銀顆粒隨機(jī)分布在陶瓷基體中,得出紫外及可見光區(qū)間的光譜吸收率.計(jì)算中采用的復(fù)合薄膜厚度為100 nm,銀顆粒選用3種半徑分別為5 nm,7.5 nm,10 nm.銀顆粒隨機(jī)分布在陶瓷基體中,顆粒個(gè)數(shù)由金屬的體積分?jǐn)?shù)確定.考慮到仿真收斂性與計(jì)算時(shí)間等因素,仿真區(qū)域設(shè)置為X=Y=150 nm,Z=1 500 nm;網(wǎng)格大小設(shè)為1 nm×1 nm×1 nm;X方向和Y方向(垂直于光線傳播方向)設(shè)置為周期邊界條件,Z方向(沿光線傳播方向)設(shè)置為完美匹配層邊界條件.入射光為200～800 nm平面波光源,沿Z正方向射入.通過頻域功率監(jiān)視器可獲得彌散薄膜的反射率和透射率,然后根據(jù)能量守恒計(jì)算出薄膜的吸收率.

由于顆粒為隨機(jī)分布,為了獲得統(tǒng)計(jì)平均值,在其他參數(shù)不變的情況下,對(duì)20個(gè)隨機(jī)得到的彌散薄膜結(jié)構(gòu)分別進(jìn)行了計(jì)算,然后對(duì)20組數(shù)據(jù)進(jìn)行算術(shù)平均.

3 結(jié)果與討論

3.1 有效介質(zhì)理論預(yù)測(cè)結(jié)果

根據(jù)M-G關(guān)系式分別計(jì)算了體積分?jǐn)?shù)為1%,5%,10%,15%,20%的Ag-MgF2彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜,在200～800 nm波長(zhǎng)范圍內(nèi),得出吸收率隨波長(zhǎng)的變化曲線如圖3所示.計(jì)算中的數(shù)據(jù)取自文獻(xiàn) [12].

圖3 M-G理論計(jì)算不同體積分?jǐn)?shù)下Ag-MgF2彌散結(jié)構(gòu)薄膜的吸收率

由圖3可知,在紫外波段,隨著波長(zhǎng)的增加,5條吸收率曲線均出現(xiàn)下降,至325 nm時(shí)出現(xiàn)極小值;之后所有吸收率曲線隨波長(zhǎng)的增加而迅速升高,于380～390 nm時(shí)出現(xiàn)最大值,吸收峰對(duì)應(yīng)的波長(zhǎng)小于由Mie得到的共振波長(zhǎng);之后所有曲線均緩慢下降.此外,彌散結(jié)構(gòu)薄膜吸收率曲線的峰值隨著銀顆粒體積分?jǐn)?shù)的增大而升高,峰位略微紅移.其中,體積分?jǐn)?shù)為1%時(shí),吸收峰位于380 nm處,峰值為0.30;體積分?jǐn)?shù)為5%時(shí),吸收峰位于381 nm處,峰值為0.78;體積分?jǐn)?shù)為10%時(shí),吸收峰位于385 nm處,峰值為0.80;體積分?jǐn)?shù)為15%時(shí),吸收峰位于390 nm處,峰值為0.72;體積分?jǐn)?shù)為20%時(shí),吸收峰位于395 nm處,峰值為0.62.

根據(jù)B-G關(guān)系式計(jì)算了體積分?jǐn)?shù)為1%,5%,10%,15%,20%的Ag-MgF2彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜,在200～800 nm波長(zhǎng)范圍內(nèi),得出吸收率隨波長(zhǎng)變化的曲線如圖4所示,計(jì)算中的數(shù)據(jù)取自文獻(xiàn)[12].

由圖4可以看出,在紫外波段,隨著波長(zhǎng)的增加,所有曲線均出現(xiàn)吸收率下降,至325 nm附近出現(xiàn)極小值;之后所有吸收率曲線隨著波長(zhǎng)的增加而升高,于390～400 nm處出現(xiàn)吸收峰,吸收峰對(duì)應(yīng)波長(zhǎng)略小于由Mie得到的共振波長(zhǎng),且吸收峰較寬;之后曲線均緩慢下降.其中,體積分?jǐn)?shù)為1%時(shí),吸收峰位于390 nm處,峰值為0.18;體積分?jǐn)?shù)為5%時(shí),吸收峰位于392 nm處,峰值為0.54;體積分?jǐn)?shù)為10%時(shí),吸收峰位于395 nm處,峰值為0.70;體積分?jǐn)?shù)為15%時(shí),吸收峰位于397 nm處,峰值為0.76;體積分?jǐn)?shù)為20%時(shí),吸收峰位于399 nm,峰值為0.80.結(jié)合圖3和圖4可以發(fā)現(xiàn),相同體積分?jǐn)?shù)下,用B-G理論得出的曲線峰值比M-G理論得出的曲線峰值寬一些,這可能是由于B-G理論考慮了顆粒與顆粒間的相互作用.

圖4 B-G理論計(jì)算不同體積分?jǐn)?shù)下Ag-MgF2彌散結(jié)構(gòu)薄膜的吸收率

3.2 時(shí)域有限差分法的仿真結(jié)果

根據(jù)時(shí)域有限差分法模擬計(jì)算粒徑為5 nm的Ag顆粒在體積分?jǐn)?shù)為1%,5%,10%,15%,20%情況下,Ag-MgF2彌散結(jié)構(gòu)復(fù)合薄膜的吸收率曲線,如圖5所示.

由圖5可以看出,當(dāng)波長(zhǎng)在200～320 nm時(shí),吸收率隨波長(zhǎng)的增加而減小,至320 nm附近出現(xiàn)極小值;隨后,吸收率曲線隨波長(zhǎng)的增加而迅速升高,在360 nm附近出現(xiàn)最大值;而在360～800 nm波段內(nèi),吸收率隨波長(zhǎng)的增加而迅速下降.其中,體積分?jǐn)?shù)為1%時(shí),吸收峰位于356 nm處,峰值為0.16;體積分?jǐn)?shù)為5%時(shí),吸收峰位于357 nm處,峰值為0.47;體積分?jǐn)?shù)為10%時(shí),吸收峰位于359 nm處,峰值為0.63;體積分?jǐn)?shù)為15%時(shí),吸收峰位于361 nm處,峰值為0.71;體積分?jǐn)?shù)為20%時(shí),吸收峰位于362 nm,峰值為0.76.由此可見,銀納米顆粒復(fù)合薄膜的吸收峰出現(xiàn)在360 nm附近,與圖3中預(yù)測(cè)的峰值較相近,這說明銀納米粒子產(chǎn)生了局域表面等離子共振.隨著體積分?jǐn)?shù)的增大,吸收峰位置略微紅移,強(qiáng)度明顯增大.其原因是:隨著體積分?jǐn)?shù)的增加,銀納米顆粒間距減小,激發(fā)的表面等離激元會(huì)通過光子隧道效應(yīng)發(fā)生耦合,耦合的加劇使得吸收峰紅移[11];另一方面,隨著銀納米顆粒數(shù)目的增多,顆粒中被激發(fā)的等離子激元產(chǎn)生的電磁場(chǎng)加強(qiáng),其發(fā)生等離子共振的機(jī)會(huì)增加,從而使得復(fù)合薄膜吸收峰上升.

圖5 半徑為5 nm的Ag-MgF2復(fù)合薄膜吸收率曲線

粒徑為5 nm,體積分?jǐn)?shù)為20%,假設(shè)顆粒呈菱形陣列,則可以得出兩粒子的間距[18],由此可以利用時(shí)域有限差分法模擬得出兩銀粒子間的電場(chǎng)分布,如圖6所示.

圖6 銀粒子對(duì)間電場(chǎng)分布示意

由圖6可以看出,半徑為5 nm的銀粒子對(duì),兩粒子球心間距為15.4 nm,在平行入射光的照射下,粒子對(duì)間產(chǎn)生強(qiáng)烈的等離子共振效應(yīng),導(dǎo)致銀粒子對(duì)間電場(chǎng)強(qiáng)度相對(duì)于入射電場(chǎng)強(qiáng)度增加了5倍以上,由于粒子間電場(chǎng)強(qiáng)度的增強(qiáng),使得復(fù)合薄膜對(duì)于入射光子的捕捉能力增強(qiáng),從而導(dǎo)致圖5中高吸收峰的形成.

3.3 3種計(jì)算結(jié)果比較

將有效介質(zhì)理論Maxwell-Garnett理論和Bruggeman理論的預(yù)測(cè)值分別與時(shí)域有限差分法仿真值進(jìn)行比較,結(jié)果如圖7所示.

圖7 3種理論仿真結(jié)果對(duì)比示意

由圖7可以看出,Bruggeman理論的計(jì)算結(jié)果更加符合仿真結(jié)果.究其原因有:當(dāng)體積分?jǐn)?shù)在1%～20%之間時(shí),顆粒間的相互作用已不能忽略,而Maxwell-Garnett理論適用于描述顆粒與顆粒間相互作用可以忽略的情況;Bruggeman理論用于描述顆粒間距離較小,且需要考慮顆粒間相互作用的情況,所以Bruggeman理論得到的吸收峰更加符合實(shí)際情況.但是Bruggeman理論結(jié)果與仿真結(jié)果在400 nm之后仍有一定的差距,其原因可能在于有效介質(zhì)理論未考慮微尺度效應(yīng)對(duì)其整體結(jié)構(gòu)的影響.

4 結(jié) 論

(1) Mie理論的偶極子近似方法與有效介質(zhì)理論得出的共振波長(zhǎng)有一定差異,可知兩種理論描述都有一定的局限性.

(2) 與時(shí)域有限差分法模擬計(jì)算相比,Bruggeman理論計(jì)算得出的吸收峰更加符合仿真結(jié)果.

(3) 改變顆粒的體積分?jǐn)?shù)對(duì)吸收峰高度的調(diào)節(jié)有相當(dāng)大的作用.體積分?jǐn)?shù)每增加5%,吸收峰強(qiáng)度相應(yīng)增加1.1～4倍.因此,可以通過調(diào)節(jié)顆粒在其中的體積分?jǐn)?shù)對(duì)復(fù)合薄膜的吸收光譜特征進(jìn)行調(diào)節(jié).

[1] MENG X,DEPAUW V,GOMARD G,etal.Design,fabrication and optical characterization of photonic crystal assisted thin film monocrystalline-silicon solar cells[J].Optics Express,2012,20(S4):A465-75.

[2] OH J,YUAN H C,BRANZ H M.An 18.2%-efficient black-silicon solar cell achieved through control of carrier recombination in nanostructures[J].Nature nanotechnology,2012,7(11):743-748.

[3] GARNETT E,YANG P.Light trapping in silicon nanowire solar cells[J].Nano letters,2010,10(3):1 082-1 087.

[4] ZANOTTO S,LISCIDINI M,ANDREANI L C.Light trapping regimes in thin-film silicon solar cells with a photonic pattern[J].Opt.Express,2010,18(5):4 260-42 74.

[5] BECK F J,MOKKAPATI S,CATCHPOLE K R.Plasmonic light-trapping for Si solar cells using self-assembled,Ag nanoparticles[J].Progress in Photovoltaics:Research and Applications,2010,18(7):500-504.

[6] GRANDIDIER J,DECEGLIE M G,CALLAHAN D M,etal.Simulations of solar cell absorption enhancement using resonant modes of a nanosphere array[J].Journal of Photonics for Energy,2012,2(1):024502/1-11.

[7] WOKAUN A.Surface enhancement of optical fields[J].Molecular Physics an International Journal at the Interface Between Chemistry & Physics,1985,56(1):1-33.

[8] 史守華,孫兆奇,孫大明.Ag-MgF2復(fù)合納米金屬陶瓷薄膜的微結(jié)構(gòu)及吸收光譜特性研究[J].光學(xué)學(xué)報(bào),2002,22(5):622-626.

[9] 王磊,蔡琪,王佩紅,等.Ag-MgF2復(fù)合納米金屬陶瓷薄膜的微粒尺寸效應(yīng)[J].真空科學(xué)與技術(shù)學(xué)報(bào),2003,23(5):319-322.

[10] 楊修春,劉會(huì)欣,李玲玲,等.影響貴金屬納米顆粒表面等離子體共振因素評(píng)述[J].功能材料,2010,41(2):341-345.

[11] BOHREN C F,HUFFMAN D R.Absorption and scattering of light by small paticles[M].New York:John Wiley & Sons,1998:223-237.

[12] MARVIN J Weber.Handbook of optical materials[M].Boca Raton,USA:CRC Press,2003:351-352.

[13] MAXWELL-GARNETT J C.Colours in metal glasses and metal films[J].Philosophical Transactions of the Royal Society A Mathematical Physical & Engineering Sciences,1904,203(359-371):385-420.

[14] Zhoumin M.ZHANG.Nano/microscale heat transfer[M].New York:McGraw-Hill,2007:335.

[15] GRANQVIST C G.Photothermal conversion of solar energy by gold cermet coatings:applicability of the bruggeman effective medium theory[J].Journal of Applied Physics,1979,50(4):2 916-2 920.

[16] 葛德彪.電磁波時(shí)域有限差分方法[M].西安:西安電子科技大學(xué)出版社,2002:208-210.

[17] 謝處方,繞克謹(jǐn).電磁場(chǎng)與電磁波[M].第4版.北京:高等教育出版社,2006:298.

[18] 談和平,夏新林,劉林華,等.紅外輻射特性與傳輸?shù)臄?shù)值計(jì)算——計(jì)算熱幅射學(xué)[M].哈爾濱:哈爾濱工業(yè)大學(xué)出版社,2006:119.

(編輯 白林雪)

Optical Absorption Properties of Ag-MgF2Composite Film

DONG Ruixi, ZHU Qunzhi

(SchoolofEnergyandMechanicalEngineering,ShanghaiUniversityofElectricPower,Shanghai200090,China)

Composite film by the micro and nanoscale metal particles and insulating matrix can obtain strong nonlinear physical effects.Different volume fraction will produce different localized plasmon resonance effect,resulting in different absorption peak height and position.Effective medium theory and finite difference time domain method is used to calculate the absorption rate of the composite film.The impact of changing the volume fraction on the absorption rate is discussed.The analysis shows that with increasing volume fraction it is easy to produce high-intensity absorption peak in the visible band.The results help to grasp the mechanism of absorption characteristics of the composite film.

composite film; plasmon resonance; effective medium theory; finite difference time domain method

10.3969/j.issn.1006-4729.2017.03.013

2016-04-29

朱群志(1972-),男,博士,教授,浙江臺(tái)州人.主要研究方向?yàn)椴牧蠠彷椛湮镄?輻射換熱,太陽能利用.E-mail:zhuqunzhi@shiep.edu.cn.

國(guó)家自然科學(xué)基金(51576119).

O484.41

A

1006-4729(2017)03-0279-06