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Comparação de eletrodos metálicos padronizados do tipo nanofuro e nanopilar incorporados em células solares orgânicas

Resumo


Ambos os eletrodos metálicos padronizados do tipo nanofuro e nanopilar (PMEs) foram introduzidos em células solares orgânicas (OSCs) para melhorar o desempenho dos dispositivos experimentalmente, mas há poucos trabalhos abordando as semelhanças e diferenças entre eles. Neste trabalho teórico, comparamos sistematicamente o impacto dos PMEs do tipo nanohole e nanopilar no desempenho de um OSC com base em ressonâncias de cavidades hibridizadas. Ao otimizar os parâmetros geométricos de cada PME, obtivemos um resultado interessante de que as eficiências de absorção integradas na camada ativa com diferentes PMEs otimizados são quase as mesmas (ambos são iguais a 82,4%), superando a do controle planar em 9,9%. Embora os espectros de intensificação de absorção dos dois dispositivos ótimos diferentes também sejam semelhantes, os mecanismos de captura de luz nos picos de intensificação correspondentes são distintos um do outro. Em uma visão abrangente, a PME do tipo nanopilar é sugerida para ser aplicada no presente sistema, uma vez que seu desenho ideal tem uma taxa de enchimento moderada, que é muito mais fácil de fabricar do que sua contraparte. Este trabalho pode contribuir para o desenvolvimento de OSCs de alta eficiência.

Histórico


A manipulação da luz por nanoestruturas metálicas de sub comprimento de onda [1] é uma forma eficaz de colher energia solar em células solares orgânicas (OSCs) com finas camadas ativas [2,3,4,5]. Além de dopar nanopartículas metálicas sintetizadas quimicamente em OSCs [3, 5], também é muito popular padronizar diretamente o eletrodo metálico com alguns padrões de sub comprimento de onda, ou seja, para formar um eletrodo metálico padronizado (PME) [6]. Foi relatado que os PMEs não só podem aumentar a absorção óptica em camadas ativas com base na excitação da hibridização dos modos plasmônico e fotônico [7,8,9,10], mas também podem trazer efeitos elétricos e morfológicos positivos [11, 12,13,14,15], resultando em um desempenho geral significativamente melhorado de dispositivos fotovoltaicos de filme fino.

PMEs com padrões arranjados unidimensionalmente [8, 9, 14,15,16,17,18,19] (isto é, PMEs 2D) podem ser facilmente fabricados com base na técnica de interferência de dois feixes [20]; no entanto, o aumento de absorção em OSCs é sensível à polarização, uma vez que os modos plasmônicos não podem ser excitados na incidência polarizada elétrica transversal (TE) [10]. PMEs com padrões arranjados bidimensionalmente (2D) (isto é, PMEs 3D), que podem aumentar a polarização da eficiência de coleta de luz de forma insensível, foram extensivamente investigados nos últimos anos [14, 21,22,23,24,25,26, 27,28,29,30,31]. A maioria dos PMEs 3D que funcionam como contato posterior são opacos. Se os PMEs funcionam como contato frontal, ele deve ser semitransparente, realizado com filmes finos ondulados [14, 21] ou um filme com orifícios passantes [22, 25]. Exceto alguns eletrodos com geometrias complicadas, por exemplo, o nanopilar-nanopoço PME integrado [31], os PMEs 3D opacos são categorizados em dois tipos. O primeiro tipo é revestir a superfície do eletrodo metálico com alguns nanoholes isolados [26, 27], que são preenchidos com materiais orgânicos nos OSCs reais. Em outras palavras, os materiais orgânicos em contato com a PME estão na forma de nanopilares. Esse tipo de PME pode ser facilmente obtido imprimindo-se primeiro a camada ativa com alguns nanopilares e depois evaporando termicamente o filme de contato. Pela técnica de nanoimpressão, Li et al. demonstraram que um nanofuro de PME 3D pode aumentar a eficiência de conversão de energia (PCE) em 24,6% em relação ao eletrodo planar, muito superior ao PME 2D [26]. O tipo nanofuro de PME também pode ser feito a partir de um molde de nanosfera de poliestireno (PS) baseado em uma técnica de automontagem coloidal [27]. O outro tipo de PMEs 3D opaco é decorar alguns nanopilares metálicos isolados no topo de um filme metálico contínuo [23, 24, 28,29,30], que é exatamente a estrutura inversa do nanofuro. Le teoricamente predicado que existe um grande potencial de uma grade metálica com um arranjo 2D de nanopilares de Ag em aumentar a absorção em uma fina camada ativa [24]. Também analisamos teoricamente a influência do back contact gravado com nanocilindros metálicos embalados em uma matriz hexagonal na absorção de um dispositivo OSC fino [28]. Se os moldes de impressão forem selecionados corretamente, a camada ativa pode ser deixada com alguns nano-furos, então a evaporação seguinte faria com que o contato de metal se projetasse para a camada ativa (isto é, formando os nanopilares metálicos) [29, 30]. Zhou et al. mostraram que a PME nanopilar pode aumentar o PCE do OSC em 9,33%, bem como melhorar o desempenho de diodos emissores de luz orgânicos. Aplicações bem-sucedidas do tipo nanopilar de PMEs também foram testemunhadas em células solares baseadas em pontos quânticos [30]. Sabe-se que os nanofuros em uma superfície metálica excitam ressonâncias plasmônicas distintas daquelas de nanopilares metálicos carregados em um filme metálico contínuo. Embora ambos os tipos de PMEs opacos fossem frequentemente aplicados em OSCs, não há estudos suficientes abordando seu mérito e demérito de um ponto de vista de comparação. Assim, é de grande importância explorar como essas duas estratégias de PMEs funcionam de forma diferente uma da outra em OSCs e qual funciona melhor para capturar luz na camada ativa em teoria.

Neste trabalho, construímos modelos para simular os dois diferentes PMEs aplicados em um poli [(4,4′-bis (2-etilhexil) ditieno [3,2-b:2 ′, 3′-d] silol) -2 , 6-diil-alt- (2,1,3-benzotiadiazol) -4,7-diil] (PSBTBT) e éster metílico do ácido [6,6] -fenil-C71-butírico (PC 71 BM) baseado em OSC. O dispositivo com nanofuros no eletrodo de metal é denominado como Dispositivo A e aquele com PME do tipo nanopilar metálico é denominado como Dispositivo B. De acordo com nossa otimização sistemática, foi descoberto que ambos os tipos de PMEs podem produzir um aumento de absorção de 9,9% no camada ativa em relação ao eletrodo planar, devido à excitação da hibridização dos modos plasmônico e fotônico. No entanto, os parâmetros geométricos ideais deles são completamente diferentes e seus mecanismos de aumento de absorção também são distintos uns dos outros. Nosso trabalho fornece orientações úteis para a aplicação prática de PMEs e também contribui para o desenvolvimento de OSCs de alta eficiência.

Métodos


A Figura 1 mostra as configurações dos OSCs com diferentes perfis PME (Dispositivo A e Dispositivo B) e o controle com eletrodo metálico planar. Os diagramas 3D PME também estão incluídos abaixo dos dispositivos correspondentes para maior clareza. Para simplificar, consideramos os nanoholes / nanopillars isolados dispostos em rede quadrada. É definido que, na vista da seção transversal, os PMEs têm uma região de metal protuberante com uma largura de D A (ou D B ) e uma altura h A (ou h B ) no dispositivo A (ou dispositivo B). p A (ou p B ) é a periodicidade do padrão arranjado no Dispositivo A (ou Dispositivo B) e a taxa de preenchimento f A ( f B ) do metal protuberante nos planos da seção transversal é definido como D A / p A (ou D B / p B ) A arquitetura dos OSCs investigados são ITO / PEDOT:PSS / PSBTBT:PC 71 BM / Ag. A camada ITO superior como ânodo condutor transparente tem uma espessura de 100 nm. O PEDOT:PSS planar adjacente, como a camada de transporte do buraco, tem 20 nm de espessura. A camada ativa é feita de PSBTBT:PC 71 BM em vez de P3HT:PCBM ou PTB7:PCBM porque pode absorver mais energia solar devido à sua ampla faixa de comprimento de onda de absorção (de 350 a 900 nm). Além disso, os resultados calculados usando PSBTBT:PC 71 BM, como a mistura ativa, pode mostrar claramente o potencial de aumento de absorção induzido por PMEs em comprimentos de onda longos, quando outras misturas ativas apresentam corte de absorção. A camada ativa tem uma espessura de t , e sua superfície inferior segue o padrão da PME. Durante a otimização de PMEs, t é fixado em 85 nm, o dispositivo de controle planar da mesma espessura da camada ativa produz o primeiro pico de absorção devido à ressonância da cavidade de Fabry-Pérot (FP). O cátodo é feito de Ag porque pode excitar modos plasmônicos mais fortes em comparação com alumínio e cobre. Além disso, usando PMEs Ag, a faixa de comprimento de onda dos modos plasmônicos excitados é mais ampla do que usando PMEs feitos de ouro. Uma fina camada de extração de elétrons, que geralmente fica entre a camada ativa e o filme catódico, é desprezada na simulação óptica.

Diagramas 2D dos OSCs com PME do tipo nanohole ( a ) e PME do tipo nanopilar ( b ) bem como o controle ( c ) Na seção transversal, ambos os PMEs têm uma região de metal protuberante com uma largura de D , altura de h , e periodicidade de p . Os subscritos de A e B representam dispositivos com PMEs do tipo nanofuro e tipo nanopilar, respectivamente. O diagrama 3D da PME do tipo nanohole / nanopilar é mostrado abaixo do dispositivo correspondente

Os OSCs propostos são investigados teoricamente pelo método Finite Difference Time Domain (FDTD), que foi verificado repetindo o trabalho em [32]. Todas as simulações são realizadas com condições de contorno periódicas aplicadas ao longo de x -eixo e y -eixo e limites de camada perfeitamente correspondentes (PML) aplicados às superfícies superior e inferior. A luz é iluminada do lado ITO superior na polarização TM (ou TE), que tem o componente elétrico ao longo do x -eixo (ou y -eixo). Os índices de refração dependentes do comprimento de onda ( n ) de PSBTBT:PC 71 BM são obtidos em [33]. E outros índices de refração dos materiais usados ​​neste trabalho são extraídos de [18] e [19]. A eficiência de absorção da camada ativa ( η ) e eficiência de absorção integrada ( η I ) (na faixa de comprimento de onda entre 350 e 850 nm ponderados pelo espectro AM1.5G) são calculados.

Resultados e discussão


A Figura 2a, b mostra os mapas de η I com altura de grade e taxa de enchimento variadas sob incidência normal para o Dispositivo A e Dispositivo B, respectivamente. Aqui, as periodicidades dos padrões PME são fixadas em 350 nm, que é um valor otimizado, conforme mostrado na Fig. 5c, d. Observa-se que o desempenho de qualquer um dos dispositivos depende de ambos h e f . Para o dispositivo A, uma crista de metal rasa com uma pequena taxa de preenchimento é preferida, enquanto para o dispositivo B, uma crista de metal alta com uma taxa de preenchimento moderada produz o desempenho otimizado. Em detalhes, o otimizado η I é alcançado em h A =45 nm e f A =0,1 para o Dispositivo A (ou seja, o ponto A, conforme denotado na Fig. 2a) e h B =65 nm e f B =0,3 para o Dispositivo B (isto é, o ponto B, conforme indicado na Fig. 2b). É interessante descobrir que o otimizado η I para os dois dispositivos diferentes são iguais (ambos iguais a 82,4%), aumentados em 9,9% em relação ao controle (75,0%), embora menos material ativo seja usado no Dispositivo A (ou Dispositivo B). Percebe-se que a taxa de enchimento relativamente baixa do Dispositivo A otimizado, correspondendo a uma crista de grade com largura de 35 nm, resulta em grandes dificuldades de fabricação, enquanto o Dispositivo B otimizado com uma taxa de enchimento de 0,3 (ou seja, D B =105 nm) pode ser facilmente processado através das técnicas de nanoimpressão [17, 29]. Na Fig. 2a, b, a linha de contorno da eficiência integrada igual à do controle planar (75,0%) também é indicada pela curva tracejada para comparação. Abaixo da curva tracejada, η I é maior que o do controle e vice-versa. Aqui, é visto que a região com melhorou η I na Fig. 2b é bastante maior do que na Fig. 2a, refletindo que o Dispositivo B é menos sensível aos parâmetros geométricos do que o Dispositivo A, que é outro mérito da PME do tipo nanopilar.

Mapas da eficiência de absorção integrada na camada ativa ( η I ) versus o preenchimento e a altura dos padrões arranjados no Dispositivo A ( a ) e Dispositivo B ( b ) quando p A (ou p B ) =350 nm. No ponto A denotado (com f A =0.1 e h A =45 nm) e ponto B (com f B =0.3 e h B =65 nm), o Dispositivo A e o Dispositivo B, respectivamente, produzem o η ideal I . A curva tracejada representa a linha de contorno da eficiência de absorção integrada igual à do controle planar

Percebe-se também que a grade no Dispositivo A otimizado é um pouco mais rasa do que no Dispositivo B otimizado. É bem sabido que com o aumento da altura da grade, os modos plasmônicos podem ficar mais fortes. No entanto, também antecipa a diminuição do volume do material ativo. A combinação desses dois fatores resulta em uma altura de grade ideal quando o η I é maximizado. No entanto, porque a área da seção transversal do metal se projeta no xy plano para o Dispositivo A otimizado é cerca de quatro vezes maior do que para o Dispositivo B otimizado, aumentar a altura da grade na mesma medida pode causar uma redução muito maior no volume do material ativo no Dispositivo A do que no Dispositivo B. Isso pode ser a razão pela qual a altura ideal para o Dispositivo A é menor do que para o Dispositivo B. Nosso cálculo também mostra que quando a altura da grade do Dispositivo A otimizado aumenta para 65 nm, a absorção na faixa de comprimento de onda curta (<600 nm) diminui obviamente (não mostrado) devido à redução aparente no volume do material ativo, ao passo que, para o Dispositivo B, diminuindo h B de 65 a 45 nm produz degradação desprezível na absorção ao longo da faixa de comprimento de onda investigada porque a alteração do volume do material ativo é muito pequena.

A Figura 3a, b mostra os espectros de absorção do Dispositivo A e do Dispositivo B ideais, respectivamente. Para comparação, o espectro de absorção do dispositivo de controle também é traçado pela linha pontilhada. É visto na Fig. 3b que a eficiência de absorção ( η ) do dispositivo B é maior do que o controle sobre toda a faixa de comprimento de onda. Mas para o dispositivo A, conforme mostrado na Fig. 3a, há uma diminuição na absorção na faixa de comprimento de onda em torno de 650 nm; a razão da eficiência de absorção integrada ser tão alta quanto a do Dispositivo B é devido à absorção relativamente maior na faixa de comprimento de onda menor que 550 nm. Para elucidar as origens físicas do aumento de absorção observado, calculamos a mudança de absorção relativa para os dois dispositivos otimizados em relação ao dispositivo de controle (∆ η ) ( η / η controle - 1) na faixa de comprimento de onda investigada como mostrado na Fig. 3c, d. Novamente, os espectros do fator de aumento de absorção para os dois dispositivos otimizados exibem semelhanças entre si.

a Espectros de absorção na camada ativa (sólida) para o dispositivo A ( a ) e Dispositivo B ( b ) em relação ao controle planar (tracejado). Espectros de mudança de absorção relativa para o dispositivo A ( c ) e Dispositivo B ( d ) Cinco picos de aprimoramento são rotulados em c com λ 1A =830 nm, λ 2A =724 nm, λ 3A =470 nm, λ 4A =440 nm, e λ 5A =416 nm, e os outros cinco são rotulados em d com λ 1B =832 nm, λ 2B =720 nm, λ 3B =510 nm, λ 4B =498 nm, e λ 5B =468 nm. O dispositivo A e o dispositivo B são os dispositivos que geram o η ideal I na Fig. 2

Na borda da banda de absorção do material ativo, há um pico de realce aparente com ∆ η muito maior do que 1 [ou seja, λ 1A =832 nm (ou λ 1B =830 nm) com ∆ η =222% (ou 219%) conforme rotulado]. Quando o comprimento de onda se torna mais curto, há outro pico de realce menor [ou seja, λ 2A =720 nm (ou λ 2B =724 nm) com ∆ η =4% (ou 10%) conforme rotulado]. A Figura 4a, b mostra os mapas de distribuições elétricas e magnéticas (sob polarização TM) em diferentes seções transversais em λ 1A e λ 2A , respectivamente. Dos mapas de | E | em z = h A (subtramas de i na Fig. 4a, b), é visto aparentemente que as ressonâncias de plasmão localizadas semelhantes a dipolo (LPRs) são excitadas ao longo de y -eixo em λ 1A e ao longo do x -eixo em λ 2A , respectivamente. Embora a polarização do incidente seja ao longo do x -eixo, testemunhamos que o LPR semelhante a um dipolo em λ 1A está polarizado ao longo do y -eixo porque tal estrutura 3D pode espalhar o campo elétrico em direção ao y -eixo. Dos mapas de | H | em y = p A / 2 (subtramas de iii na Fig. 4a, b), vemos que a propagação de polaritons de plasmon de superfície (SPPs) são excitados na interface metal / dielétrica no plano de z = h A , sendo preso no topo da crista metálica protuberante devido ao reflexo da fronteira dos nanoholes. No entanto, os modos interceptados de | H | ressonâncias nesses dois picos são de ordens diferentes. É visto que em λ 1A , o | H | campo em z = h A (subtrama de ii na Fig. 4a) tem dois nós (com a amplitude mínima) ao longo do x -eixo e um nó ao longo do y -eixo, enquanto em λ 2A , há apenas um nó ao longo de ambos x- e y -axes (subtrama de ii na Fig. 4b). Influenciado pelos SPPs de propagação, | E | em λ 1A exibe divisão em torno da borda do nanofuro em x =0, que é distorcido do perfil tipo dipolo padrão. É anotado em λ 2A , | E | dentro do nanofuro é bastante forte porque a excitação de propagação de SPPs na interface metal / dielétrica no plano de z =0 (ou seja, a parte inferior do nanofuro) apresenta um padrão de interferência construtiva de | E | na camada ativa (não mostrada). Para o Dispositivo B, os mapas de distribuições elétricas e magnéticas sob polarização TM em diferentes seções transversais em λ 1B e λ 2B também são exibidos na Fig. 4c, d, respectivamente. É visto a partir do | E | mapas em z = h B que (subtramas de i na Fig. 4c, d), para λ 1B ou λ 2B , o LPR semelhante a um dipolo é excitado ao longo do x -eixo, mas há um ponto brilhante adicional centrado em ( x =0, y =± p B / 2) ocorrendo em λ 2B . A razão da geração deste ponto brilhante adicional de | E | em λ 2B é semelhante ao do forte | E | dentro do nanofuro em λ 2A . Aqui, os SPPs de propagação excitados na parte inferior do nanopilar (no plano de z =0) pode ser testemunhado no | H | mapa em y = p B / 2 (subtramas de iii na Fig. 4c, d), resultando em um nó de interferência de | H | com amplitude mínima (ou seja, uma região de interferência construtiva de | E |) a uma certa distância do fundo do nanofuro. O padrão de interferência construtiva de | E | é exibido como um ponto brilhante quando observado nos planos de z = h B e de z =± p B / 2 (não mostrado) no pico de λ 2B . Diferentemente, em λ 1B , os SPPs de propagação estão fortemente presos no plano de z =0 com dois nós formados ao longo do x -eixo (como mostrado no | H | mapa em y = p B / 2 na Fig. 4c), que está fortemente acoplado com os SPPs de propagação excitados na superfície superior do nanopilar metálico (como mostrado no | H | mapa em z = h B ) (subtramas de ii na Fig. 4c, d). Embora os SPPs de propagação também estejam animados na superfície superior do nanopilar metálico em λ 2B , sua amplitude é muito menor em relação àquela em λ 1B no plano de z =0. Para resumir, nos dois picos anteriormente investigados para o Dispositivo A e dois picos para o Dispositivo B, a hibridização entre os LPRs tipo dipolo e os SPPs de propagação é responsável pelo aprisionamento da luz nos dispositivos OSC.

Mapas de campo sob polarização TM em diferentes seções transversais nos picos de λ 1A ( a ), λ 2A ( b ), λ 1B ( c ), e λ 2B ( d ) Primeira linha | E | em z = h A ou h B , linha do meio | H | em z = h A ou h B e linha inferior | H | em y = p A / 2 ou p B / 2. Os picos são conforme rotulados na Fig. 3

A partir dos espectros de intensificação, conforme mostrado na Fig. 3c, d, pode-se ver que, na faixa de comprimento de onda menor que 600 nm, há um amplo aumento de aumento com múltiplos picos ocorrendo. Se a periodicidade do padrão de PME diminui, os picos múltiplos desaparecem, enquanto apenas a saliência de realce amplo permanece. Assim, antes de olhar para as distribuições de campo nos picos de absorção na faixa de comprimento de onda curto, as influências da periodicidade do padrão PME ( p A ou p B ) sobre o desempenho de absorção são realizadas, com a altura da grade e a relação de enchimento do PME para o dispositivo A (ou dispositivo B) são os mesmos que o design ideal correspondente. A Figura 5a, b mostra os espectros de absorção em periodicidades ajustadas para o Dispositivo A e Dispositivo B, respectivamente. Verificou-se que, para cada dispositivo, múltiplas bandas de absorção retas que são insensíveis ao momento de grade são produzidas devido a modos ressonantes localizados (por exemplo, a hibridização entre LPRs tipo dipolo e propagação de SPPs como apresentado neste artigo). Essa é exatamente a origem do amplo pico de realce observado em comprimentos de onda menores que 600 nm. Ao mesmo tempo, existem também algumas bandas de absorção dobradas que são sensíveis ao momento de grade formado, especialmente quando a periodicidade se torna grande. É lógico que essas bandas de absorção curvadas são geradas devido ao casamento de fase entre as constantes de propagação dos modos SPP e vetores recíprocos da grade 2D (aqui, não há momento no plano de fótons incidentes na incidência normal). Quanto maior o comprimento de onda incidente, menor a constante de propagação de um determinado modo SPP, correspondentemente maior o período de grade para produzir um vetor recíproco menor para o casamento de fase. Quando as bandas de absorção dobradas cruzam as bandas retas, ocorre a divisão do modo, causando a colisão de ampliação ampla com picos múltiplos. A eficiência de absorção integrada é ótima em p A (ou p B ) =350 nm quando os modos ressonantes localizados são hibridizados com os modos de superfície dobrada apenas ao longo da faixa de comprimento de onda curta para o dispositivo A (ou dispositivo B), conforme mostrado na Fig. 5c (ou Fig. 5d). Em incidências fora do normal, os modos de superfície mudam com o ângulo de incidente para cumprir a condição de combinação de fase (não mostrada), embora nosso estudo reflita que as eficiências de absorção integradas sob a polarização TM ou TE são quase insensíveis ao ângulo para ambos os dispositivos como mostrado na Fig. 5e, f.

a , b Os espectros de absorção quando as periodicidades dos padrões PME são ajustados na incidência normal para o Dispositivo A ( a ) e Dispositivo B ( b ) A eficiência de absorção integrada na camada ativa ( η I ) versus a periodicidade para o Dispositivo A ( c ) e Dispositivo B ( d ) com a linha tracejada representando η I para o dispositivo de controle. η I versus o ângulo de incidência θ na polarização TM ou TE para o dispositivo A ideal ( e ) e Dispositivo B ( f )

Aqui, investigamos as distribuições de campo de três picos de realce selecionados na faixa de comprimento de onda curta para cada dispositivo, ou seja, λ 3A =470 nm, λ 4A =440 nm, e λ 5A =416 nm conforme rotulado na Fig. 3c e λ 3B =510 nm, λ 4B =498 nm, e λ 5B =468 nm conforme rotulado na Fig. 3d. A Figura 6a exibe os mapas de campo (sob polarização TM) em diferentes seções transversais nos três picos para o Dispositivo A. ideal. É visto que as semelhanças dos mapas em diferentes picos estão nos LPRs semelhantes a dipolo (como mostrado no | E | mapas em z = h A ) (subtramas de i – iii na Fig. 6a), bem como os SPPs de propagação presos na superfície da crista metálica protuberante (conforme visto de | H | mapas em z = h A ) (subtramas de iv – vi na Fig. 6a). Aqui, vemos que os SPPs de propagação na superfície da crista metálica têm apenas um nó ao longo do x -eixo, mas nenhum nó ao longo do y -eixo em λ 3A , λ 4A , e λ 5A , que são diferentes dos casos em λ 1A e λ 2A . As diferenças entre as ressonâncias em λ 3A , λ 4A , e λ 5A pode ser claramente encontrado no | H | mapas em z =0 (subtramas de vii – ix na Fig. 6a). O envelope dos SPPs de propagação na parte inferior do nanofuro ( z =0) parece um anel em λ 3A , enquanto uma barra elíptica com seu longo eixo direcionado ao longo do y -eixo em λ 5A e um anel mais duas barras elípticas com os eixos longos ao longo do y -eixo em λ 4A . A Figura 6b exibe os mapas de campo (sob polarização TM) em diferentes seções transversais em λ 3B , λ 4B , e λ 5B para o Dispositivo B. ideal Em todos os picos, os LPRs semelhantes a dipolo são excitados na superfície superior do nanopilar metálico, conforme mostrado no | E | mapas em z = h B (subtramas de i – iii na Fig. 6b). Além disso, os SPPs de propagação na superfície superior dos nanopilares metálicos (conforme mostrado no | H | mapas em z = h B ) (subtramas de iv-vi na Fig. 6b) são semelhantes em λ 3B , λ 4B , e λ 5B . Além de um ponto brilhante dentro do nanopilar, há também um anel brilhante produzido no limite do nanopilar em λ 3B , λ 4B , e λ 5B , que são diferentes dos casos em λ 1B e λ 2B . Semelhante ao Dispositivo A, as diferenças entre os picos de λ 3B , λ 4B , e λ 5B para o dispositivo B também se encontram nos envelopes dos SPPs de propagação na interface metal / dielétrica no plano de z =0 (subtramas de vii – ix na Fig. 6b). Para ambos os dispositivos, são as excitações de diversos modos de propagação de SPP na parte inferior dos PMEs que causam o amplo aumento de aumento na faixa de comprimento de onda curta sobreposta a vários picos minúsculos.

Mapas de campo sob polarização TM em diferentes seções transversais nos picos de λ 3A , λ 4A , e λ 5A ( a ) e λ 3B , λ 4B , e λ 5B ( b ) Primeira linha | E | em z = h A ou h B , linha do meio | H | em z = h A ou h B e linha inferior | H | em z =0. Os picos são conforme rotulados na Fig. 3

Conclusões


Em conclusão, as células solares orgânicas baseadas em eletrodos metálicos padronizados do tipo nanofuro e nanopilar foram investigadas sistematicamente comparando suas semelhanças e diferenças. Foi demonstrado que ambas as células solares orgânicas baseadas em eletrodos metálicos padronizados podem superar o controle planar com um efeito de captura de luz aprimorado na camada ativa se designs ideais forem utilizados. As eficiências de absorção integradas ao longo da faixa de comprimento de onda investigada para as duas células solares orgânicas baseadas em eletrodos metálicos padronizados ideais são aproximadamente as mesmas (82,4%), levando a um fator de aumento de 9,9% em comparação com o controle. Dado que a espessura da camada ativa na célula solar orgânica com qualquer tipo de eletrodo metálico padronizado é a mesma que a do controle (que produz o primeiro pico de absorção devido à ressonância da cavidade), as células solares orgânicas com eletrodos metálicos padronizados podem manter as propriedades de transporte do portador do dispositivo de controle planar, mas com absorção aprimorada e materiais menos ativos. Os efeitos de captura de luz aprimorados para as duas células solares orgânicas diferentes também foram esclarecidos através da análise das distribuições de campo nos picos de intensificação. O eletrodo metálico padronizado do tipo nanofuro pode excitar as ressonâncias de plasmão localizadas semelhantes a dipolo e os polaritons de plasmão de superfície de propagação que estão localizados no topo de cristas metálicas. O eletrodo metálico padronizado do tipo nanopilar também pode excitar as ressonâncias de plasmon localizadas semelhantes a dipolo e propagação de polaritons de plasmon de superfície que estão localizados no topo de nanopilares metálicos. In addition, grating-coupled surface plasmon polariton modes at the bottom of patterned metallic electrodes are also excited, yielding multiple peaks superimposed over the broad enhancement bump at the wavelength range shorter than 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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