Comparaison des électrodes métalliques à motifs de type nanotrou et de type nanopilier incorporées dans des cellules solaires organiques
Résumé
Les électrodes métalliques à motifs (PME) de type nanohole et nanopillar ont été introduites dans les cellules solaires organiques (OSC) pour améliorer expérimentalement les performances des dispositifs, mais il existe peu de travaux abordant les similitudes et les différences entre elles. Dans ce travail théorique, nous comparons systématiquement l'impact des PME de type nanotrous et nanopiliers sur les performances d'un OSC basé sur des résonances de cavité hybridées. En optimisant les paramètres géométriques de chaque PME, nous avons obtenu un résultat intéressant selon lequel les efficacités d'absorption intégrées dans la couche active avec différentes PME optimisées sont presque les mêmes (tous deux égaux à 82,4%), surpassant celui du contrôle planaire de 9,9%. Bien que les spectres d'amélioration d'absorption des deux dispositifs optimaux différents soient également similaires, les mécanismes de piégeage de la lumière aux pics d'amélioration correspondants sont distincts les uns des autres. D'un point de vue global, il est suggéré d'appliquer le PME de type nanopilier dans le présent système, car sa conception optimale a un taux de remplissage modéré, qui est beaucoup plus facile à fabriquer que son homologue. Ce travail pourrait contribuer au développement d'OSC à haute efficacité.
Contexte
La manipulation de la lumière par des nanostructures métalliques sub-longueur d'onde [1] est un moyen efficace de récolter l'énergie solaire dans des cellules solaires organiques (OSC) avec de fines couches actives [2,3,4,5]. Outre le dopage de nanoparticules métalliques synthétisées chimiquement dans des OSC [3, 5], il est également très courant de modéliser directement l'électrode métallique avec des motifs de sous-longueur d'onde, c'est-à-dire de former une électrode métallique à motifs (PME) [6]. Il a été rapporté que les PME non seulement peuvent améliorer l'absorption optique dans les couches actives sur la base de l'excitation de l'hybridation des modes plasmoniques et photoniques [7,8,9,10] mais peuvent également apporter des effets électriques et morphologiques positifs [11, 12,13,14,15], ce qui a permis d'améliorer considérablement les performances globales des dispositifs photovoltaïques à couche mince.
Les PME avec des motifs en réseau unidimensionnel [8, 9, 14, 15, 16, 17, 18, 19] (c'est-à-dire des PME 2D) peuvent être facilement fabriquées sur la base de la technique d'interférence à deux faisceaux [20] ; cependant, l'augmentation de l'absorption dans les OSC est sensible à la polarisation puisque les modes plasmoniques ne peuvent pas être excités à l'incidence polarisée électrique transversale (TE) [10]. Les PME avec des motifs en réseau bidimensionnel (2D) (c. 27,28,29,30,31]. La plupart des PME 3D fonctionnant comme contact arrière sont opaques. Si des PME sont utilisées comme contact frontal, il doit être semi-transparent, réalisé avec des films minces ondulés [14, 21] ou un film avec des trous traversants [22, 25]. À l'exception de certaines électrodes à géométries compliquées, par exemple le nanopilier-nanowell PME intégré [31], les PME 3D opaques sont classées en deux types. Le premier type consiste à habiller la surface de l'électrode métallique avec des nanotrous isolés [26, 27], qui sont remplis de matériaux organiques dans les OSC réels. En d'autres termes, les matériaux organiques en contact avec le PME sont sous forme de nanopiliers. Un tel type de PME peut être facilement obtenu en imprimant d'abord la couche active avec des nanopiliers, puis en évaporant thermiquement le film de contact. Par la technique de nanoimpression, Li et al. ont démontré qu'un PME 3D de type nanotrou peut augmenter l'efficacité de conversion de puissance (PCE) de 24,6% par rapport à l'électrode plane, bien supérieure à la PME 2D [26]. Le PME de type nanotrou peut également être fabriqué à partir d'un modèle de nanosphère en polystyrène (PS) basé sur une technique d'auto-assemblage colloïdal [27]. L'autre type de PME 3D opaques consiste à décorer des nanopiliers métalliques isolés au-dessus d'un film métallique continu [23, 24, 28,29,30], qui est exactement la structure inverse de celle des nanotrous. Le a théoriquement supposé qu'il existe un grand potentiel d'un réseau métallique avec un réseau 2D de nanopiliers d'Ag pour améliorer l'absorption dans une couche active mince [24]. Nous avons également analysé théoriquement l'influence du contact arrière gaufré avec des nanocylindres métalliques emballés dans un réseau hexagonal sur l'absorption d'un dispositif OSC mince [28]. Si les moules d'impression sont correctement sélectionnés, la couche active peut être laissée avec quelques nanotrous, puis l'évaporation suivante ferait dépasser le contact métallique dans la couche active (c'est-à-dire formant les nanopiliers métalliques) [29, 30]. Zhou et al. ont montré que le nanopilier PME peut augmenter le PCE de l'OSC de 9,33 % ainsi qu'améliorer les performances des diodes électroluminescentes organiques. Des applications réussies de PME de type nanopilier ont également été observées dans des cellules solaires à base de points quantiques [30]. Il est connu que les nanotrous à une surface métallique excitent des résonances plasmoniques distinctes de celles des nanopiliers métalliques chargés sur un film métallique continu. Bien que les deux types de PME opaques aient été fréquemment appliqués dans les OSC, il n'y a pas suffisamment d'études abordant leurs mérites et leurs inconvénients d'un point de vue comparatif. Ainsi, il est très important d'explorer comment ces deux stratégies de PME fonctionnent différemment dans les OSC et laquelle fonctionne le mieux pour piéger la lumière dans la couche active en théorie.
Dans ce travail, nous avons construit des modèles pour simuler les deux PME différentes appliquées dans un poly[(4,4′-bis(2-éthylhexyl)dithieno[3,2-b:2′,3′-d]silole)-2 ,6-diyl-alt-(2,1,3-benzothiadiazole)-4,7-diyl] (PSBTBT) et ester méthylique d'acide [6,6]-phényl-C71-butyrique (PC71 OSC basé sur BM). Le dispositif avec des nanotrous dans l'électrode métallique est appelé dispositif A et celui avec PME de type nanopilier métallique est appelé dispositif B. Selon notre optimisation systématique, il a été constaté que les deux types de PME peuvent produire une amélioration de l'absorption de 9,9% dans le couche active par rapport à l'électrode plane, due à l'excitation de l'hybridation des modes plasmonique et photonique. Cependant, leurs paramètres géométriques optimaux sont complètement différents et leurs mécanismes d'amélioration de l'absorption sont également distincts les uns des autres. Notre travail fournit des conseils utiles pour l'application pratique des PME et contribue également au développement d'OSC à haute efficacité.
Méthodes
La figure 1 montre les configurations des OSC avec différents profils PME (appareil A et appareil B) et le contrôle avec électrode métallique plane. Les diagrammes PME 3D sont également inclus sous les appareils correspondants pour plus de clarté. Pour plus de simplicité, nous considérons les nanotrous/nanopillars isolés disposés en réseau carré. Il est défini que, sur la vue en coupe, les PME ont une région métallique en saillie d'une largeur de D A (ou D B ) et une hauteur h A (ou h B ) dans l'appareil A (ou l'appareil B). p A (ou p B ) est la périodicité du motif en réseau dans l'appareil A (ou l'appareil B), et le taux de remplissage f A (f B ) du métal en saillie au niveau des plans de coupe est défini comme D A /p A (ou D B /p B ). L'architecture des OSC étudiés est ITO/PEDOT:PSS/PSBTBT:PC71 BM/Ag. La couche supérieure d'ITO en tant qu'anode conductrice transparente a une épaisseur de 100 nm. Le PEDOT:PSS plan adjacent, en tant que couche de transport de trous, a une épaisseur de 20 nm. La couche active est constituée de PSBTBT:PC71 BM au lieu de P3HT:PCBM ou PTB7:PCBM car il peut absorber plus d'énergie solaire en raison de sa large plage de longueurs d'onde d'absorption (de 350 à 900 nm). De plus, les résultats calculés à l'aide de PSBTBT:PC71 La BM en tant que mélange actif peut clairement montrer le potentiel d'amélioration de l'absorption induite par les PME dans une plage de longueurs d'onde longue lorsque d'autres mélanges actifs présentent une coupure d'absorption. La couche active a une épaisseur de t , et sa surface inférieure suit le modèle de la PME. Lors de l'optimisation des PME, t est fixé à 85 nm, le dispositif de contrôle planaire de la même épaisseur de couche active produit le premier pic d'absorption dû à la résonance de la cavité Fabry-Pérot (FP). La cathode est en Ag car elle peut exciter des modes plasmoniques plus forts par rapport à l'aluminium et au cuivre. De plus, en utilisant des PME Ag, la gamme de longueurs d'onde des modes plasmoniques excités est plus large que celle utilisant des PME en or. Une fine couche d'extraction d'électrons qui se situe généralement entre la couche active et le film cathodique est négligée dans la simulation optique.
Schémas 2D des OSC avec PME de type nanotrous (a ) et PME de type nanopilier (b ) ainsi que le contrôle (c ). Au niveau de la section transversale, les deux PME ont une région métallique en saillie d'une largeur de D , hauteur de h , et périodicité de p . Les indices de A et B représentent des dispositifs avec des PME de type nanohole et de type nanopillar, respectivement. Le schéma 3D du PME de type nanotrou/nanopillaire est présenté sous le dispositif correspondant
Les OSC proposées sont étudiées théoriquement par la méthode Finite Difference Time Domain (FDTD), qui a été vérifiée en répétant les travaux de [32]. Toutes les simulations sont effectuées avec des conditions aux limites périodiques appliquées à la fois le long du x -axe et y -axes et limites de couche parfaitement adaptées (PML) appliquées aux surfaces supérieure et inférieure. La lumière est éclairée du côté supérieur de l'ITO à la polarisation TM (ou TE), qui a la composante électrique le long du x -axis (ou y -axe). Les indices de réfraction dépendant de la longueur d'onde (n ) de PSBTBT : PC71 Les BM sont obtenus à partir de [33]. Et d'autres indices de réfraction des matériaux utilisés dans ce travail sont extraits de [18] and [19]. L'efficacité d'absorption de la couche active (η ) et efficacité d'absorption intégrée (η Je ) (sur la plage de longueurs d'onde comprise entre 350 et 850 nm pondérée par le spectre AM1.5G) sont calculés.
Résultats et discussion
La figure 2a, b montre les cartes de η Je avec une hauteur de grille et un taux de remplissage variés sous incidence normale pour le dispositif A et le dispositif B, respectivement. Ici, les périodicités des motifs PME sont fixées à 350 nm, ce qui est une valeur optimisée comme indiqué sur les Fig. 5c, d. Il est observé que les performances de l'un ou l'autre appareil dépendent à la fois de h et f . Pour le dispositif A, une arête métallique peu profonde avec un faible taux de remplissage est préférée, tandis que pour le dispositif B, une arête métallique élevée avec un taux de remplissage modéré produit des performances optimisées. Dans le détail, le η optimisé Je est atteint à h A = 45 nm et f A = 0.1 pour le périphérique A (c'est-à-dire le point A, comme indiqué sur la figure 2a) et h B = 65 nm et f B = 0,3 pour le dispositif B (c'est-à-dire le point B, comme indiqué sur la figure 2b). Il est intéressant de constater que le η optimisé Je car les deux appareils différents sont identiques (tous deux égaux à 82,4 %), augmentés de 9,9 % par rapport à celui du témoin (75,0 %), bien que moins de matière active soit utilisée dans l'appareil A (ou l'appareil B). Il est à noter que le taux de remplissage relativement faible du dispositif A optimisé, correspondant à une crête de caillebotis d'une largeur de 35 nm, entraîne des difficultés de fabrication élevées, tandis que le dispositif B optimisé avec un taux de remplissage de 0,3 (c'est-à-dire, D B = 105 nm) peuvent être facilement traités par les techniques de nanoimpression [17, 29]. Sur la figure 2a, b, la ligne de contour de l'efficacité intégrée égale à celle du contrôle planaire (75,0 %) est également indiquée par la courbe en pointillés à des fins de comparaison. Sous la courbe en pointillés, η Je est supérieur à celui du témoin et vice versa. Ici, on voit que la région avec des η améliorés Je sur la figure 2b est bien plus grande que celle de la figure 2a, ce qui reflète que le dispositif B est moins sensible aux paramètres géométriques que le dispositif A, ce qui est un autre avantage du PME de type nanopilier.
Cartes de l'efficacité d'absorption intégrée dans la couche active (η Je ) par rapport au remplissage et à la hauteur des motifs en réseau dans le périphérique A (a ) et l'appareil B (b ) lorsque p A (ou p B ) = 350 nm. Au point noté A (avec f A = 0.1 et h A = 45 nm) et le point B (avec f B = 0.3 et h B = 65 nm), l'appareil A et l'appareil B, respectivement, produisent le η optimal Je . La courbe en pointillés représente la ligne de contour de l'efficacité d'absorption intégrée égale à celle du contrôle planaire
Il est également remarqué que le réseau dans le dispositif optimisé A est un peu moins profond que celui dans le dispositif optimisé B. Il est bien connu qu'avec l'augmentation de la hauteur du réseau, les modes plasmoniques pourraient devenir plus forts. Mais elle anticipe également la diminution du volume de la matière active. La combinaison de ces deux facteurs permet d'obtenir une hauteur de grille optimale lorsque le η Je est maximisé. Cependant, parce que la section transversale du métal dépasse dans le xy plan pour l'appareil A optimisé est environ quatre fois plus grand que celui pour l'appareil B optimisé, augmenter la hauteur de grille de la même mesure pourrait entraîner une réduction beaucoup plus importante du volume de la matière active dans l'appareil A que dans l'appareil B. Cela pourrait être la raison pour laquelle la hauteur optimale pour l'appareil A est plus petite que celle pour l'appareil B. Notre calcul montre également que lorsque la hauteur de réseau de l'appareil A optimisé augmente à 65 nm, l'absorption dans la plage de longueurs d'onde courte (< 600 nm) diminue évidemment (non représenté) en raison de la diminution apparente du volume de la matière active, alors que, pour le dispositif B, la diminution h B de 65 à 45 nm entraîne une dégradation négligeable de l'absorption sur la plage de longueurs d'onde étudiée, car le changement de volume du matériau actif est très faible.
La figure 3a, b montre les spectres d'absorption des appareils A et B optimaux, respectivement. A titre de comparaison, le spectre d'absorption du dispositif de contrôle est également tracé par la ligne pointillée. On voit sur la Fig. 3b que l'efficacité d'absorption (η ) de l'appareil B est supérieur à celui du contrôle sur toute la plage de longueurs d'onde. Mais pour le dispositif A, comme le montre la figure 3a, il y a une diminution de l'absorption dans la gamme de longueurs d'onde autour de 650 nm ; la raison pour laquelle l'efficacité d'absorption intégrée est aussi élevée que celle du dispositif B est due à l'absorption relativement plus élevée dans la plage de longueurs d'onde inférieure à 550 nm. Pour élucider les origines physiques de l'amélioration de l'absorption observée, nous calculons le changement d'absorption relatif pour les deux dispositifs optimisés par rapport à celui du dispositif de contrôle (∆η ) (η /η contrôle − 1) à la gamme de longueurs d'onde étudiée, comme indiqué sur la Fig. 3c, d. Encore une fois, les spectres du facteur d'amélioration de l'absorption pour les deux appareils optimisés présentent des similitudes entre eux.
un Spectres d'absorption dans la couche active (solide) pour le dispositif A (a ) et l'appareil B (b ) par rapport à celui de la commande planaire (en pointillés). Spectres de changement d'absorption relative pour l'appareil A (c ) et l'appareil B (d ). Cinq pics d'amélioration sont étiquetés dans c avec λ 1A = 830 nm, λ 2A = 724 nm, λ 3A = 470 nm, λ 4A = 440 nm, et λ 5A = 416 nm, et les cinq autres sont étiquetés en d avec λ 1B = 832 nm, λ 2B = 720 nm, λ 3B = 510 nm, λ 4B = 498 nm, et λ 5B = 468 nm. L'appareil A et l'appareil B sont les appareils produisant le η optimal Je dans la figure 2
Au bord de la bande d'absorption du matériau actif, il y a un pic de rehaussement apparent avec ∆η beaucoup plus grand que 1 [c'est-à-dire, λ 1A = 832 nm (ou λ 1B = 830 nm) avec ∆η = 222% (ou 219%) comme indiqué]. Lorsque la longueur d'onde devient plus courte, il y a un autre pic d'amélioration mineur [c'est-à-dire, λ 2A = 720 nm (ou λ 2B = 724 nm) avec ∆η = 4% (ou 10%) comme indiqué]. La figure 4a, b montre les cartes des distributions électriques et magnétiques (sous polarisation TM) à différentes sections efficaces à λ 1A et λ 2A , respectivement. À partir des cartes de |E | à z = h A (sous-parcelles de i sur les Fig. 4a, b), on voit apparemment que les résonances plasmoniques localisées (LPR) de type dipôle sont excitées le long du y -axe à λ 1A et le long du x -axe à λ 2A , respectivement. Bien que la polarisation incidente soit le long du x -axe, nous constatons que le LPR de type dipôle à λ 1A est polarisé le long du y -axe car une telle structure 3D peut diffuser le champ électrique vers le y -axe. À partir des cartes de |H | à y = p A /2 (sous-parcelles de iii sur la Fig. 4a, b), nous voyons que les polaritons de plasmons de surface (SPP) se propageant sont excités à l'interface métal/diélectrique dans le plan de z = h A , étant piégé au-dessus de la crête métallique saillante en raison de la réflexion à partir de la limite des nanotrous. Cependant, les modes piégés de |H | les résonances à ces deux pics sont d'ordres différents. On voit qu'à λ 1A , le |H | champ à z = h A (sous-intrigue de ii dans la Fig. 4a) a deux nœuds (avec l'amplitude minimale) le long du x -axis et un nœud le long du y -axis, tandis qu'à λ 2A , il n'y a qu'un seul nœud le long du x- et y -axes (sous-parcelle de ii dans la Fig. 4b). Influencé par la propagation des SPP, |E | à λ 1A présente une division autour du bord du nanotrou à x = 0, qui est déformé par rapport au profil de type dipôle standard. Il est noté en λ 2A , |E | à l'intérieur du nanotrou est assez forte car l'excitation des SPP se propageant à l'interface métal/diélectrique dans le plan de z = 0 (c'est-à-dire le fond du nanotrou) met en évidence un motif d'interférence constructif de |E | dans la couche active (non représentée). Pour le dispositif B, les cartes de distributions électriques et magnétiques sous polarisation TM à différentes sections efficaces à λ 1B et λ 2B sont également affichés dans les Fig. 4c, d, respectivement. Il est vu depuis le |E | cartes à z = h B que (sous-parcelles de i dans la Fig. 4c, d), pour λ 1B ou λ 2B , le LPR de type dipôle est excité le long du x -axis, mais il y a un point lumineux supplémentaire centré à (x = 0, y = ± p B /2) ayant lieu à λ 2B . La raison de la génération de ce point lumineux supplémentaire de |E | à λ 2B est similaire à celui du fort |E | à l'intérieur du nanotrou à λ 2A . Ici, les SPP se propageant excités au bas du nanopilier (au plan de z = 0) peut être vu dans le |H | carte à y = p B /2 (sous-parcelles de iii dans la Fig. 4c, d), résultant en un nœud d'interférence de |H | avec une amplitude minimale (c'est-à-dire une région d'interférence constructive de |E |) à une certaine distance du fond du nanotrou. Le schéma d'interférence constructif de |E | s'affiche comme un point lumineux lorsqu'il est observé sur les plans de z = h B et de z = ± p B /2 (non illustré) au sommet de λ 2B . Autrement, à λ 1B , les SPP se propageant sont fortement piégés dans le plan de z = 0 avec deux nœuds formés le long du x -axis (comme indiqué dans le |H | carte à y = p B /2 sur la Fig. 4c), qui est fortement couplé avec les SPP se propageant excités à la surface supérieure du nanopilier métallique (comme indiqué dans le |H | carte à z = h B ) (sous-parcelles de ii dans la Fig. 4c, d). Bien que la propagation des SPP soit également excitée à la surface supérieure du nanopilier métallique à λ 2B , son amplitude est beaucoup plus faible par rapport à celle à λ 1B au plan de z = 0. Pour résumer, aux deux pics étudiés ci-dessus pour le dispositif A et deux pics pour le dispositif B, l'hybridation entre les LPR de type dipôle et les SPP en train de se propager est responsable du piégeage de la lumière dans les dispositifs OSC.
Cartes de champ sous polarisation TM à différentes sections efficaces aux sommets de λ 1A (un ), λ 2A (b ), λ 1B (c ), et λ 2B (d ). Première rangée |E | à z = h A ou h B , rangée du milieu |H | à z = h A ou h B , et la ligne du bas |H | à y = p A /2 ou p B /2. Les pics sont comme indiqué sur la Fig. 3
D'après les spectres d'amélioration illustrés sur les figures 3c, d, on voit que, dans la plage de longueurs d'onde inférieure à 600 nm, il existe une large bosse d'amélioration avec plusieurs pics. Si la périodicité du motif PME diminue, les pics multiples disparaissent alors que seule la large bosse d'amélioration reste. Ainsi, avant d'examiner les distributions de champ aux pics d'absorption dans la gamme de longueurs d'onde courtes, les influences de la périodicité du motif PME (p A ou p B ) sur les performances d'absorption sont effectuées, avec la hauteur de grille et le taux de remplissage du PME pour l'appareil A (ou l'appareil B) sont les mêmes que la conception optimale correspondante. La figure 5a, b montre les spectres d'absorption à des périodicités ajustées pour l'appareil A et l'appareil B, respectivement. Il est constaté que, pour chaque dispositif, plusieurs bandes d'absorption droites qui sont insensibles à la quantité de mouvement du réseau sont produites en raison de modes de résonance localisés (par exemple, l'hybridation entre les LPR de type dipôle et les SPP de propagation comme présenté dans cet article). C'est exactement l'origine du large pic d'amélioration observé à des longueurs d'onde inférieures à 600 nm. Dans le même temps, il existe également des bandes d'absorption courbées qui sont sensibles à la quantité de mouvement du réseau formée, en particulier lorsque la périodicité devient grande. Il va de soi que ces bandes d'absorption courbées sont générées en raison de l'accord de phase entre les constantes de propagation des modes SPP et les vecteurs réciproques du réseau 2D (ici, il n'y a pas de moment dans le plan des photons incidents à incidence normale). Plus la longueur d'onde incidente est longue, plus la constante de propagation d'un certain mode SPP est petite, plus la période de réseau est donc grande afin de produire un vecteur réciproque plus petit pour l'adaptation de phase. Lorsque les bandes d'absorption courbées croisent les bandes droites, une division de mode se produit, provoquant une large bosse d'amélioration avec plusieurs pics. L'efficacité d'absorption intégrée est optimale à p A (ou p B ) = 350 nm lorsque les modes de résonance localisés sont hybrides avec les modes de surface courbés uniquement sur la plage de longueurs d'onde courte pour le dispositif A (ou le dispositif B) comme indiqué sur la figure 5c (ou la figure 5d). Aux incidences anormales, les modes de surface se déplacent avec l'angle incident pour remplir la condition d'accord de phase (non illustré), même si notre étude montre que les efficacités d'absorption intégrées sous la polarisation TM ou TE sont presque insensibles à l'angle pour les deux dispositifs comme illustré à la Fig. 5e, f.
un , b Les spectres d'absorption lorsque les périodicités des motifs PME sont réglées à incidence normale pour le dispositif A (a ) et l'appareil B (b ). L'efficacité d'absorption intégrée dans la couche active (η Je ) par rapport à la périodicité de l'appareil A (c ) et l'appareil B (d ) avec la ligne pointillée représentant η Je pour le dispositif de commande. η Je par rapport à l'angle incident θ à la polarisation TM ou TE pour l'appareil A optimal (e ) et l'appareil B (f )
Ici, nous étudions les distributions de champ de trois pics d'amélioration sélectionnés à la plage de longueurs d'onde courte pour chaque appareil, c'est-à-dire, λ 3A = 470 nm, λ 4A = 440 nm, et λ 5A = 416 nm comme indiqué sur la Fig. 3c et λ 3B = 510 nm, λ 4B = 498 nm, et λ 5B = 468 nm comme indiqué sur la figure 3d. La figure 6a affiche les cartes de champ (sous polarisation TM) à différentes sections efficaces aux trois pics pour le dispositif optimal A. On voit que les similitudes des cartes à différents pics se situent sur les LPR de type dipôle (comme indiqué à partir du | E | cartes à z = h A ) (sous-parcelles de i-iii sur la Fig. 6a) ainsi que les SPP en train de se propager piégés à la surface de la crête métallique saillante (vu depuis le |H | cartes à z = h A ) (sous-parcelles de iv–vi sur la figure 6a). Ici, nous voyons que les SPP se propageant à la surface de la crête métallique n'ont qu'un seul nœud le long du x -axis mais pas de nœud le long du y -axe à λ 3A , λ 4A , et λ 5A , qui sont différents des cas à λ 1A et λ 2A . Les différences entre les résonances à λ 3A , λ 4A , et λ 5A peut être clairement trouvé dans le |H | cartes à z = 0 (sous-parcelles de vii–ix sur la figure 6a). L'enveloppe des SPP se propageant au fond du nanotrou (z = 0) ressemble à un anneau à λ 3A , tandis qu'une barre elliptique avec son grand axe dirigé le long du y -axe à λ 5A et un anneau plus deux barres elliptiques avec les grands axes le long du y -axe à λ 4A . La figure 6b affiche les cartes de champ (sous polarisation TM) à différentes coupes transversales à λ 3B , λ 4B , et λ 5B pour le dispositif B optimal. À tous les pics, les LPR de type dipôle sont excités à la surface supérieure du nanopilier métallique, comme indiqué dans le |E | cartes à z = h B (sous-parcelles de i à iii sur la figure 6b). De plus, les SPP se propageant à la surface supérieure des nanopiliers métalliques (comme indiqué dans le |H | cartes à z = h B ) (sous-parcelles de iv–vi sur la figure 6b) sont similaires à λ 3B , λ 4B , et λ 5B . Outre un point lumineux à l'intérieur du nanopilier, il existe également un anneau brillant produit à la limite du nanopilier à λ 3B , λ 4B , et λ 5B , qui sont différents des cas à λ 1B et λ 2B . Semblable à l'appareil A, les différences entre les pics de λ 3B , λ 4B , et λ 5B pour le dispositif B se trouvent également sur les enveloppes des SPP se propageant à l'interface métal/diélectrique dans le plan de z = 0 (sous-parcelles de vii–ix sur la figure 6b). Pour les deux appareils, ce sont les excitations de divers modes SPP se propageant au bas des PME qui provoquent la large bosse d'amélioration dans la plage de longueurs d'onde courte superposée avec de multiples pics minuscules.
Cartes de champ sous polarisation TM à différentes sections efficaces aux sommets de λ 3A , λ 4A , et λ 5A (un ) et λ 3B , λ 4B , et λ 5B (b ). Première rangée |E | à z = h A ou h B , rangée du milieu |H | à z = h A ou h B , et la ligne du bas |H | à z = 0. Les pics sont indiqués sur la figure 3
Conclusions
En conclusion, les cellules solaires organiques basées sur des électrodes métalliques à motifs de type nanotrou et de type nanopilier ont été étudiées systématiquement en comparant leurs similitudes et leurs différences. Il a été démontré que les deux cellules solaires organiques à base d'électrodes métalliques à motifs peuvent surpasser le contrôle planaire avec un effet de piégeage de la lumière amélioré dans la couche active si des conceptions optimales sont utilisées. Les efficacités d'absorption intégrées sur la plage de longueurs d'onde étudiée pour les deux cellules solaires organiques à base d'électrodes métalliques à motifs optimaux sont approximativement les mêmes (82,4%), conduisant à un facteur d'amélioration de 9,9% par rapport à celui du contrôle. Étant donné que l'épaisseur de la couche active dans la cellule solaire organique avec l'un ou l'autre type d'électrode métallique à motifs est la même que celle de la commande (qui produit le premier pic d'absorption dû à la résonance de la cavité), les cellules solaires organiques avec des électrodes métalliques à motifs peuvent maintenir les propriétés de transport de porteurs du dispositif de contrôle planaire mais avec une absorption améliorée et des matériaux moins actifs. Les effets améliorés de piégeage de la lumière pour les deux cellules solaires organiques différentes ont également été clarifiés en analysant les distributions de champ aux pics d'amélioration. L'électrode métallique à motifs de type nanotrous peut exciter les résonances plasmoniques localisées de type dipôle et propager les polaritons plasmoniques de surface qui sont localisés au sommet des crêtes métalliques. L'électrode métallique à motifs de type nanopilier peut également exciter les résonances plasmoniques localisées de type dipôle et les polaritons plasmoniques de surface se propageant qui sont localisés au sommet des nanopiliers métalliques. De plus, les modes de polaritons de plasmons de surface couplés au réseau au bas des électrodes métalliques à motifs sont également excités, produisant plusieurs pics superposés sur la large bosse d'amélioration dans la plage de longueurs d'onde inférieure à 600 nm. The integrated absorption efficiency is optimized with the periodicity of 350 nm when the localized resonant modes are hybridized with the bent surface modes only over the short wavelength range. In a comprehensive view, the nanopillar-type patterned metallic electrode is suggested to be applied in the present organic solar cell system, since its optimal design has a moderate filling ratio, which is much easier to process than its counterpart. The proposed study is expected to contribute to the development of high-efficiency organic solar cells.
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