本文要点：短波红外（SWIR）在塑造下一代光学传感技术中发挥着关键作用，推动了新兴材料与器件架构的创新。在众多有前景的候选者中，有机光电探测器（OPDs）受到了广泛关注。然而，有机半导体在长波长区域的响应能力不足且外部量子效率（EQE）偏低，其发展常常受限。本研究专门设计了一种能够高效吸收SWIR的超窄带隙聚合物。当其与非富勒烯受体（NFA）形成本体异质结（BHJ）混合物，并集成至使用高SWIR反射率透明电极的共振微腔器件中时，所得OPD成功将光谱响应延伸至1800 nm以上，同时保持了优异的EQE。随着活性层厚度（即微腔长度）增加，器件在1620 nm、1750 nm和1800 nm处分别实现了12.6%、4.2%和2.1%的EQE。据所知，这些数值是目前SWIR波段超过1600 nm范围内OPD的最高性能记录。此外，整个器件可采用低成本、溶液可加工且可扩展的工艺制备。这一突破标志着OPD技术的重要里程碑，为有机电子技术的发展开启了令人振奋的新篇章。

图1. a) PQPr-46聚合物的合成方案和Y7-HD NFA的结构；b) 它们的薄膜吸收光谱和能带图；c) 本研究所用OPD器件的架构

本研究通过整合多种技术，在溶液加工型有机光电探测器（OPDs）中实现了超过1800 nm的光谱响应并保持高外部量子效率（EQE）。首先，采用超窄带隙共轭聚合物PQPr-46（此前文献中亦称T6 ）作为短波红外（SWIR）吸光层，其构建单元与化学结构如图1a所示。PQPr-46与Y系列非富勒烯受体（NFA）配对，以促进高效的光电转换。由于PQPr-46的截止波长λcutoff接近1800 nm，引入共振微腔器件设计后，通过调节活性层厚度与微腔长度，可在SWIR光谱范围内实现不同程度的红移响应，甚至延伸至1800 nm。这些结果是目前1600 nm以上波长范围内已知报道的最高EQE值。

此外，与广泛使用的氧化铟锡（ITO）相比，器件制备中采用的ITO-金属-ITO（ITO-metal-ITO，IMI）透明电极亦发挥关键作用。在IMI结构中，原本用于降低方块电阻的薄金属层，因其在SWIR区域的强反射性，进一步增强了光学共振，从而显著提升EQE。

IMI电极的设计灵感源于聚对苯二甲酸乙二醇酯（PET）基透明导电衬底，该类衬底常用于柔性光电子器件。由于这些衬底亦可作为薄膜晶体管（TFTs）作为读出集成电路（ROICs）的制备平台，因此，相较于传统需与硅基ROIC集成的顶照式OPD架构，底照式OPD更易与TFT背板兼容，为有机图像传感器的商业化提供了有前景的替代方案。该理念可与卷对卷制造工艺结合，实现低成本、高通量生产 。通过充分释放溶液加工型OPD技术的独特优势，本工作为光学与图像传感器的商业化开辟了全新路径。

图2. a) ITO玻璃和IMI PET的透射光谱和反射光谱；b) ITO和c) IMI透明电极上不同活性层厚度的SWIR OPDs的EQE光谱；d) ITO和IMI透明电极上不同活性层厚度的器件的波长与EQE的关系图；e) 280 nm厚活性层与ITO和IMI电极配对的器件的EQE光谱；f) 文献中报道的SWIR OPDs的EQE-波长关系图

图2a展示了ITO玻璃和IMI PET的透射率与反射率光谱。此处使用的ITO为经高温退火处理获得的结晶态ITO，其方块电阻为10 Ω sq⁻¹。由于PET无法承受提升ITO导电性所需的高温退火，因此引入薄Ag层以补偿ITO导电性的不足，将方块电阻降低至8 Ω sq⁻¹，与结晶态ITO相当。然而，金属层的存在提高了反射率，导致在所有波长下透射率降低、反射率升高，该效应在1000 nm以上的波长区域尤为显著，可能对SWIR区域的光学特性产生影响。

图2b展示了在−4 V偏压下基于ITO的器件在不同活性层厚度下的EQE光谱。J–V曲线表明器件具有良好的二极管特性，在−4 V偏压下暗电流密度Jdark范围为1.4 × 10⁻⁴至3.7 × 10⁻⁴ A cm⁻²。总体而言，随着活性层厚度增加，Jdark略有下降，但差异不显著，表明器件中不存在可能导致短路的明显缺陷。当活性层厚度从130 nm逐渐增加至330 nm时，EQE光谱在可见光与近红外区域的效率略有下降，且无明显光谱位移，这可合理归因于载流子输运效率有限。值得注意的是，随着活性层厚度增加，SWIR区域的响应呈现显著红移，符合器件内共振微腔效应的特征。然而，当厚度进一步增加时，由于载流子输运距离受限，EQE响应亦显著下降。

在IMI基器件中观察到类似现象。关于图2c所示的EQE响应，在可见光与近红外区域，增加活性层厚度对性能影响甚微；但在短波红外（SWIR）区域，出现显著红移。当厚度从150 nm增至320 nm时，峰值响应波长及其对应EQE逐步偏移：150 nm厚时为1130 nm处26.8%，200 nm厚时为1210 nm处25.4%，220 nm厚时为1270 nm处23.1%，250 nm厚时为1470 nm处20.8%，280 nm厚时为1620 nm处12.6%，320 nm厚时为1750 nm处4.2%。值得注意的是，即使在1800 nm处，320 nm厚的器件仍保持2.1%的EQE。尽管因设备限制未能获取更长波长数据，该结果仍极具前景且令人振奋。这些发现标志着OPD技术迄今所实现的最长波长与最高EQE记录。

图2d绘制了波长与EQE的关系曲线，对比了图2b（ITO基器件）与图2c（IMI基器件）的特征波长与EQE值。可见，当波长超过1400 nm时，IMI基器件的EQE高于ITO基器件，且随波长增长，差距进一步扩大。同样，如图2e所示，在相同活性层厚度下比较两类器件的EQE光谱，可发现：在1400 nm以下波段，IMI基器件的EQE显著低于ITO基器件，这归因于IMI较低的光透射率对入射光的屏蔽作用；而在1400 nm以上的SWIR区域，IMI基器件的EQE显著更高，凸显了其因高反射率带来的共振微腔增强效应。

图2f综合了文献中代表性研究，对SWIR OPD的关键性能指标（如光谱响应范围与对应EQE）进行基准对比。结果明确显示，本器件在1400–1800 nm波段实现了高EQE值。此外，通过结合超窄带隙聚合物与共振微腔结构，成功将光响应延伸至1800 nm以上。

由于探测率（D*）是光电探测器最重要的性能指标之一，为突出本研究中OPD器件在长波长区域实现的性能，随后测量了两种基于IMI、响应波长最长的器件（有源层厚度分别为280 nm和320 nm）的噪声电流（I_noise），并利用公式(1)计算其D*谱：

其中，R为响应度，A为光电二极管的面积（单位：cm²），∆f为带宽。R可由EQE按公式(2)计算：

其中，λ为波长，q为元电荷，h为普朗克常数，c为光速。

图3. a) 不同活性层厚度的基于IMI的OPD器件的噪声电流谱和b) 探测率谱。同时，还包含了文献中先前报道的D*值以供对比

如图3a所示，有源层厚度为320 nm的器件在10 Hz、−4 V偏压下的噪声电流（I_noise）略低于280 nm厚度的器件，其值分别为4.0 × 10⁻¹¹ A Hz⁻¹/²和7.8 × 10⁻¹¹ A Hz⁻¹/²。经计算，两种器件在短波红外（SWIR）区域的最大探测率（D*）分别达到：280 nm器件在1620 nm处为6.1 × 10⁸ Jones，320 nm器件在1750 nm处为4.2 × 10⁸ Jones。如图3b所示，即使在1800 nm波长下，320 nm器件仍保持高达2.2 × 10⁸ Jones的探测率。图3b中还对比了本研究结果与先前报道的数据。

在当前实现最长响应波长的OPD技术中，采用微腔结构的溶液加工型PDPPTDTPT:SdiCNPBI混合体系在1680 nm处实现了约1 × 10⁸ Jones的D*，其EQE为0.01%；真空蒸镀的D8:C60体系在1670 nm处实现了0.005%的EQE和3 × 10⁸ Jones的D*。除文献中尚未报道超过1700 nm的结果外，上述数值也是目前OPD在1600 nm以上波段报告的最高D值。尽管D的测定受测量带宽、频率范围和外加偏压影响，但本研究选择低频（10 Hz）和较高偏压（−4 V）作为测试条件，为D*的讨论提供了具有代表性的基础。可以相信，这一突破可归因于材料创新与微腔增强的协同效应，二者共同实现了显著的红移和EQE的大幅提升。

基于这一突破，为深入理解本系列器件中观测到的微腔共振现象，开展了一系列光学仿真分析，包括透射率、反射率及电场强度增强的计算。微腔共振在特定波长下的工作机理由公式(3)决定：

其中，λₘ为共振波长，neff为微腔内介质的有效折射率，L为微腔长度，m为共振模式阶数。此处，L对应于由有源层、MoO₃和AZO组成的微腔有效厚度。该微腔由顶部的Ag电极（作为高反射镜）和底部的透明电极（作为弱反射镜）构成。

IMI层为由ITO/ZnO/Ag/ITO构成的多层结构。在此结构中，Ag层在IMI堆叠中的位置即作为部分反射镜的有效位置，从而定义了微腔长度。相较于玻璃/ITO界面，PET/IMI界面具有更低的透射率和更高的反射率。为有效增强微腔内的电场，需实现多次内部反射——这一条件仅在部分反射镜的反射率足够高时才能满足。Ag在短波红外区域具有优异的反射率，将超薄Ag层引入IMI结构，显著提升了柔性IMI基SWIR光电探测器的微腔品质因子。背照条件下PET/IMI的模拟透射率与反射率光谱，进一步支持了这一结论：尖锐峰的出现表明更强的内部反射（如图2c所示），表明IMI基结构比ITO基结构构成更显著的共振微腔。因此，在1400 nm以上波段观察到增强的EQE峰（图2d）。

如实验EQE光谱（图2b、c）所示，两种器件的短波红外（SWIR）EQE峰值均呈现渐进式偏移。这一行为归因于器件工作核心处存在的弱共振光学微腔。光学微腔的主要功能是通过光学干涉调控有源层内的光路与光强。当光进入微腔时，会在高反射（全反射）镜与弱反射（部分反射）镜之间发生多次反射，从而产生干涉效应。在特定波长下，反射波发生相长干涉，显著增强微腔内的电场（E-field）强度。这些波长被称为共振波长，电场强度增强的区域称为共振中心或反节点。相反，在非共振波长下，相消干涉会抑制电场强度。为实现最优的电场增强与光吸收，电场在有源层内的空间分布至关重要，这确保了激子的有效生成及电极处电荷的高效收集。若微腔长度定义不当，不仅无法支持目标共振波长，还会因延长电荷分离与输运所需的有效扩散路径而增加复合损耗。因此，通过调节所制备SWIR OPD中有效的光学微腔长度，可精确调控共振波长。

图4. 以ITO玻璃为透明基板且BHJ层厚度不同的OPD器件的电场强度分布：a) 130 nm，b) 170 nm，c) 190 nm，d) 250 nm，e) 280 nm，以及f) 330 nm

图5. 以IMI-PET为透明基板且BHJ层厚度不同的OPD器件的电场强度分布：a) 150 nm，b) 200 nm，c) 220 nm，d) 250 nm，e) 280 nm，以及f) 320 nm

基于本研究器件制备中所用的衬底、互连层、有源层及电极的光学常数（n，折射率；k，消光系数）这些数据，研究者开展了一系列光学仿真，以分析器件结构内的电场（E-field）强度分布。仿真结果证实，随着BHJ厚度的增加，短波红外（SWIR）区域的共振中心呈现渐进式红移（如图4a–f所示，该结果基于ITO-玻璃衬底）；在IMI基器件中，由BHJ厚度变化引起的电场共振中心红移现象同样可见于图5a–f。

值得注意的是，IMI基器件在SWIR区域的共振中心明显比ITO基器件更为尖锐，表明其微腔共振更强且更明确。ITO基器件的电场分布表现出显著的尾部延伸，贯穿玻璃衬底与BHJ层之间，反映出较低的品质因子和更高的SWIR光泄漏；这亦说明，其微腔的有效长度依赖于光的穿透深度，且该深度在ITO基器件中似乎集中于ITO层内部。相比之下，IMI基器件在IMI层内呈现陡峭的不连续性，与超薄Ag层的位置精确对齐，进一步强化了其优越的微腔品质因子并显著降低SWIR光泄漏。这种增强的共振行为解释了IMI基器件在特定波长处观测到的更尖锐EQE峰值；而ITO基器件则表现出更宽泛的EQE峰分布。

两种器件在SWIR区域的EQE逐步下降，可归因于PQPr-46混合物的消光系数在1200 nm以上持续降低，导致吸收减弱。尽管存在此衰减，IMI基器件在约1800 nm波长附近仍保持相对尖锐的EQE峰值——这一效应在ITO基器件中完全缺失。2000 nm处的强电场分布进一步暗示，IMI基器件具备响应超过1800 nm的SWIR波长的潜力。总体而言，实验测量与仿真结果高度一致。

图6. a) 硅晶片屏蔽下短波红外光学头（SWIR OPD）响应测试的示意图，b) 用于屏蔽测试的725微米厚硅晶片的透射光谱，以及c) 屏蔽测试后不同活性层厚度的光学头（OPDs）的外量子效率（EQE）光谱。d)无源矩阵光学头图像传感器的照片，以及e) 测试设置，以及f) 从10×10像素阵列获得的最终成像结果

为进一步验证短波红外有机光电探测器（SWIR OPDs）在无损检测或类似应用中的潜力，采用硅晶片进行了屏蔽实验，实验示意图如图6a所示。众所周知，硅对可见光和近红外光完全不透明，仅允许短波红外或更长波长的光穿透。图6b展示了厚度为725 µm的硅晶片的透射光谱，其在1000 nm以下的透射率为零，在1200–1800 nm区间平均透射率为37%。基于此，研究者探究了在硅晶片屏蔽下，器件是否仍能在短波红外区域产生光谱响应。结果如图6c所示的光谱所示。本实验使用了具有不同有源层厚度的IMI基器件，对应不同的共振微腔效应强度。如预期所示，经硅晶片屏蔽后，各器件在1000 nm以下均无外量子效率（EQE）响应；而在1000 nm以上，随着有源层厚度增加，光谱响应出现红移。值得注意的是，有源层厚度为150 nm的器件，其固有光谱响应接近硅的截止波长λcutoff，因而表现出显著的光谱形状变化与强度衰减；相比之下，其他EQE响应范围远离硅λcutoff的器件，则未出现明显的光谱形变，其在短波红外区域的波形与图2c所示结果基本一致。但需指出，由于入射光被硅晶片部分阻挡，实际到达器件的光子数被衰减，此处所呈现的EQE值反映的是相对强度，而非绝对效率。总体而言，该实验明确表明，具备光谱调谐能力的共振微腔OPDs在短波红外区域展现出显著的EQE响应，凸显其在传感与成像应用中的商业潜力。

最终，研究者在图案化电极阵列上制备了OPDs，构建了一种无源矩阵OPD图像传感器。该器件结构与前述设计一致，PQPr-46有源层厚度控制在230 nm。器件实物照片与设计布局分别如图6d所示。该传感器由10×10像素阵列组成，共计100个像素。研究者随机选取四个像素，在1310 nm LED光源照射下测量其光电流（Jphoto）。在−2 V偏压下，暗电流Jdark约为2.6 × 10⁻³ A cm⁻²，而光电流Jphoto达到约2.0 × 10⁻² A cm⁻²。

为验证成像能力，研究者在1310 nm光照下，将打孔金属掩模与硅晶片置于OPD图像传感器上方，如图6e所示的示意图。实际掩模设置照片见图S8b（支持信息）。由于短波红外光具有穿透硅但被金属阻挡的特性，成功将光电流信号转换为空间分辨图像，如图6f所示。对应的电流分布如图S8c（支持信息）所示，清晰呈现了掩模区域与非掩模区域之间的对比度。尽管透明衬底引起的光学折射在掩模边缘产生部分成像伪影，且未封装可能导致SWIR材料稳定性有限而使成像质量逐步下降，但这些问题未来可通过优化传感器结构设计与封装技术加以解决。总体而言，结果证实了SWIR OPDs用于图像传感器应用的可行性与潜力。

本研究成功整合了三项关键创新，以提升有机光电探测器（OPDs）在短波红外（SWIR）探测中的性能：1）合成了一种专为高效SWIR吸收设计的超窄带隙聚合物；2）在OPD结构中引入了共振微腔结构；3）采用高反射率IMI透明电极以增强微腔的光学效应。此外，研究者通过详细的电场强度分布仿真验证了实验结果，仿真数据与实测数据高度一致，为设计策略与核心假设提供了有力支撑。通过精确优化有源层厚度与微腔长度，实现了器件在SWIR区域内宽范围且可控的光谱调谐能力。所得器件在1470 nm、1620 nm、1750 nm和1800 nm处的外量子效率（EQE）分别为20.8%、12.6%、4.2%和2.1%，且可探测的光谱响应延伸至1800 nm以上。这是目前已知报道的SWIR波段OPDs的最高性能表现。这一突破性成果不仅凸显了有机半导体在下一代SWIR探测中的巨大潜力，更在通过无源矩阵图像传感器验证后，揭示了一条具有成本效益的可行路径，可用于拓展OPD技术在先进光学传感系统中的应用。这些发现将推动对SWIR OPDs的更多关注，并激发高性能、溶液加工型红外器件的新发展方向。

参考文献

Tsai C E, Suthar G, Hsiao Y T, et al. Solution‐Processed Resonant Microcavity‐Enhanced Organic Photodetectors with Extended Shortwave Infrared Response beyond 1800 nm[J]. Advanced Optical Materials, 2025, 13(36): e02177.

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