杜瑋 尹格 馬云貴

(浙江大學(xué)光電科學(xué)與工程學(xué)院，現(xiàn)代光學(xué)儀器國家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，杭州 310012)

1 引 言

自工業(yè)革命后, 世界上的總能量消耗呈幾何級(jí)數(shù)增長(zhǎng), 然而, 這其中只有不到1%是清潔和可再生能源, 到2050年, 預(yù)計(jì)世界總能量消耗為25—30 TW[1]. 能源的大量消耗也產(chǎn)生了大量的廢熱,如果能用便攜式設(shè)備將其加以回收利用產(chǎn)生電能,將有極大的意義. 按照熱源溫度, 廢熱可以分為高溫廢熱 (> 900 K)、中溫廢熱 (約 500—900 K)和低溫廢熱 (< 500 K)[2]. 目前, 技術(shù)上中高溫廢熱資源回收利用相對(duì)比較成熟, 但由于低溫廢熱的溫度較低, 回收利用相對(duì)困難, 在工業(yè)和生活廢熱中低溫廢熱能量遠(yuǎn)大于高溫和中溫廢熱, 所以低溫廢熱的回收利用對(duì)經(jīng)濟(jì)和環(huán)境都具有深遠(yuǎn)意義[2]. 熱電技術(shù)是固態(tài)回收低溫廢熱利用技術(shù)的主要途徑之一, 在換熱的同時(shí)可以通過熱電材料Seebeck效應(yīng)進(jìn)行全固態(tài)的熱電轉(zhuǎn)換, 但傳統(tǒng)熱電器件由于材料熱電優(yōu)值 (thermoelectric figure of merit,ZT)難以取得顯著突破, 導(dǎo)致其在回收低溫廢熱時(shí)能量轉(zhuǎn)化效率有限[3,4]. 另一種固態(tài)回收技術(shù)是利用熱光伏器件 (thermophotovoltaic devices), 熱光伏器件通常由熱發(fā)射體(源)和光伏二極管(接收體)組成, 可將物體輻射出來的熱能通過光子作為載體和光伏效應(yīng)轉(zhuǎn)化為電能, 優(yōu)點(diǎn)是功率密度大、安靜、便攜性好且一般無需維護(hù), 適用于遠(yuǎn)程控制和作為便攜性電源, 然而該技術(shù)仍存在熱電轉(zhuǎn)換效率低且低溫下輸出功率低的缺點(diǎn), 對(duì)于該器件的設(shè)計(jì), 使源發(fā)射的電磁波波長(zhǎng)與接收體的最高效轉(zhuǎn)化波長(zhǎng)相匹配十分重要, 因?yàn)椴荒苻D(zhuǎn)換為載流子的那一部分電磁能量的損失對(duì)熱光伏器件的效率影響較大[5,6].

為了有效提高熱光伏器件轉(zhuǎn)換功率和效率,Whale和Cravalho[7]提出了近場(chǎng)熱光伏器件概念,利用倏逝波來增強(qiáng)輻射功率. 當(dāng)物體的間距與輻射主波長(zhǎng)相當(dāng)或者遠(yuǎn)小于輻射主波長(zhǎng)時(shí), 利用表面等離子激元或表面聲子諧振激元模式可以極大增強(qiáng)倏逝波熱光子的近場(chǎng)隧穿效率與空間波譜范圍, 獲得遠(yuǎn)超普朗克極限的熱輻射能量傳輸功率. 石墨烯、氮化硼等自然材料可以實(shí)現(xiàn)高表面態(tài)密度, 但是它們存在著難于制備或者窄帶等不利因素[8?11].與之對(duì)照, 人工超材料具有靈活設(shè)計(jì)的優(yōu)勢(shì), 尤其是雙曲各向異性介質(zhì)也具有很高的界面光子態(tài)密度, 它的雙曲色散特性支持自由空間中的倏逝波光子在其內(nèi)部的自由傳播, 其在近場(chǎng)熱傳遞上具有很大的應(yīng)用發(fā)展?jié)摿12?14].

領(lǐng)域內(nèi)對(duì)近場(chǎng)熱光伏技術(shù)從基礎(chǔ)理論與效率提高上已有一定的研究. 理論上, Park等[15]提出的p-n結(jié)的熱光伏器件模型將少數(shù)載流子的流動(dòng)考慮在內(nèi), 為熱光伏效率和功率計(jì)算作了更嚴(yán)謹(jǐn)?shù)姆治? 于海童等[16]結(jié)合漲落耗散定律的隨機(jī)FDTD方法, 對(duì)GaSb表面光柵復(fù)雜結(jié)構(gòu)參與的近場(chǎng)輻射傳熱進(jìn)行嚴(yán)格計(jì)算. 在較低溫?zé)峁夥骷脑O(shè)計(jì)和實(shí)驗(yàn)測(cè)量方面, Zhao等[17]提出使用基于近場(chǎng)等離耦合的 AlxGa1–xAs半導(dǎo)體熱光子系統(tǒng), 在 600 K熱源、300 K 冷端以及 10 nm 間隙等條件下, 熱電轉(zhuǎn)化效率為 9.8%, 輸出功率為 9.6 W/cm2, 但是該器件制作較困難且近場(chǎng)間隙過小. Fiorino等[18]在近場(chǎng)熱光伏的實(shí)驗(yàn)上首次獲得突破, 測(cè)量得到655 K熱源、60 nm間隙條件下微米面積大小的熱光伏器件輸出功率, 比遠(yuǎn)場(chǎng)情況提高了40倍, 為間隙幾十納米范圍的近場(chǎng)熱光伏實(shí)驗(yàn)測(cè)量奠定了基礎(chǔ). 此外, 針對(duì)中高溫?zé)嵩?(1000 K, 1300 K) 的近場(chǎng)熱光伏器件也被進(jìn)一步改進(jìn)[19,20]. 這些設(shè)計(jì)大都基于自然材料輻射器, 利用人工結(jié)構(gòu)性能參數(shù)上還有顯著提升空間, 特別是針對(duì)近場(chǎng)應(yīng)用, 探索一種易于制作的高效率人工熱輻射體仍具有很大研究意義.

本文設(shè)計(jì)了一種基于CaF2/W多層膜人工雙曲介質(zhì)結(jié)構(gòu)的近場(chǎng)熱光伏器件, 利用GaF2的紅外低損耗特性可以在遠(yuǎn)紅外波段獲得損耗可控的等效介電系數(shù)[21], 這對(duì)增強(qiáng)近場(chǎng)耦合效率有重要幫助, 鎢可保持器件高溫穩(wěn)定性[15], 該結(jié)構(gòu)也具有很大的可制作性. CaF2/W多層膜雙曲型人工介質(zhì)結(jié)構(gòu)在較寬的頻率范圍內(nèi)呈現(xiàn)雙曲色散特性, 具有高表面態(tài)密度, 支持自由空間中的倏逝波光子在其內(nèi)部的傳播, 高密度的倏逝波光子在近場(chǎng)間隙下的隧穿可以大幅提升輻射熱流[22,23], 增強(qiáng)輻射功率. 同時(shí), 通過調(diào)節(jié)雙曲介質(zhì)的結(jié)構(gòu)參數(shù)使輻射光子頻率與InSb半導(dǎo)體帶隙寬度相匹配, 可以進(jìn)一步優(yōu)化提高熱電轉(zhuǎn)換效率. 本文設(shè)計(jì)采用了三種輻射器結(jié)構(gòu), 分別為GaF2/W多層膜雙曲型人工介質(zhì)材料(hyperbolic metamaterial, HMM)、鎢 (W)以及以鎢作為基底的HMM結(jié)構(gòu)(WHMM), 并以禁帶寬度為 0.17 eV的半導(dǎo)體銻化銦(indium antimonide, InSb)作為接收體[24]. 為了探究HMM結(jié)構(gòu)對(duì)輻射熱流、器件功率和效率的提升作用以及實(shí)際應(yīng)用中基底的存在對(duì)器件性能的影響, 分別將其與以W和WHMM為源的器件進(jìn)行對(duì)比. 源和接收端的溫度分別為 500和 300 K, 近場(chǎng)間隙為 50 nm,HMM結(jié)構(gòu)參數(shù)由等效介質(zhì)理論計(jì)算[25?27], 基于波動(dòng)電動(dòng)力學(xué)理論和格林函數(shù)方法計(jì)算了近場(chǎng)熱輻射熱流大小[28,29], 利用半導(dǎo)體擴(kuò)散方程推導(dǎo)了熱光伏器件的光電流譜[30], 進(jìn)一步計(jì)算得到該器件的功率和轉(zhuǎn)換效率. 研究發(fā)現(xiàn)HMM結(jié)構(gòu)能夠大幅提升器件性能, 且當(dāng)HMM結(jié)構(gòu)超過140 nm時(shí),基底對(duì)器件的性能影響可以忽略. 本文設(shè)計(jì)的基于CaF2/W多層膜人工雙曲介質(zhì)的近場(chǎng)熱光伏器件在低溫?zé)嵩辞闆r下具有較高熱電功率和轉(zhuǎn)換效率, 為近場(chǎng)熱光伏器件的發(fā)展提供了一個(gè)思路.

2 p-n 結(jié)型熱光伏器件理論

本文提出的熱光伏器件如圖1所示. 源的溫度為T1, 接收體為p-n結(jié)型半導(dǎo)體. 半導(dǎo)體分為p區(qū)與n區(qū), 兩個(gè)區(qū)域中間有耗盡層. 為簡(jiǎn)化模型, 假定整個(gè)接收體的溫度均衡為T2. 熱光伏器件的源是由厚度為tw= 5 nm 的鎢與厚度為tCF= 30 nm的CaF2交替放置所組成, 其中鎢可保持器件高溫穩(wěn)定性, CaF2材料的低折射率和對(duì)輻射電磁波的低吸收率特性可有效降低能量損耗. 它們的相對(duì)厚度決定了復(fù)合材料的綜合電磁學(xué)特性, 針對(duì)既定工作溫度 (T1= 500 K), 當(dāng)前比值對(duì)應(yīng)最大計(jì)算熱流. 在一維(1D)多層結(jié)構(gòu)中, 滿足間隙距離不小于超材料周期的條件時(shí), 可不考慮局域效應(yīng), 使用準(zhǔn)靜態(tài)等效介質(zhì)理論預(yù)測(cè)近場(chǎng)熱輻射, 這種多層結(jié)構(gòu)的有效介電系數(shù)具體可計(jì)算為[25?27]:

其中,ε⊥是面內(nèi)方向的介電系數(shù),ε//是垂直于面內(nèi)方向的介電系數(shù),εCF是 CaF2的介電系數(shù), 這里取 2[21],εW是鎢的介電系數(shù)[15]. 圖 2(a) 給出了這種人工介電材料的介電系數(shù)譜. 對(duì)于HMM結(jié)構(gòu)的介電常數(shù)張量, 在HMM中的色散關(guān)系滿足

圖 1 p-n 結(jié)型熱光伏器件示意圖Fig. 1. Schematic of the near-field TPV system with a p-n junction.

圖 2 (a)鎢和 CaF2 組成的人工介質(zhì)材料的介電系數(shù);(b)半導(dǎo)體銻化銦的介電系數(shù)譜Fig. 2. (a) Effective dielectric function of the HMM emitter;(b) permittivity of InSb.

對(duì)于 p 極化波,ε⊥×ε//<0 , 即 當(dāng) 波 矢β>ω/c0時(shí)仍可以傳播, 此時(shí)波矢空間呈雙曲面形. 在頻率取 1000—5000 cm–1波數(shù)范圍時(shí), 滿足雙曲條件此時(shí)CaF2/W多層膜結(jié)構(gòu)處于第二類雙曲區(qū)間[31]. 工作源溫度設(shè)為500 K,由維恩位移定律可知此時(shí)輻射光子分布主頻率為1735.3 cm–1波數(shù), 與雙曲區(qū)間帶頻率可以較好匹配. 在此基礎(chǔ)上, 減小(增加)多層膜周期會(huì)造成色散關(guān)系曲線藍(lán)(紅)移, 它會(huì)降低工作頻率處熱光子的近場(chǎng)隧穿效率, 因?yàn)殡p曲介質(zhì)的表面態(tài)密度在附近具有最大值.

接收體采用窄禁帶半導(dǎo)體InSb的介質(zhì)模型,其禁帶寬度Eg為0.17 eV, 可在相對(duì)較低的溫度下工作, 在室溫下的介電系數(shù)表示為[24]

其中,k0=w/c是真空中的波數(shù),n= 3.4 是介質(zhì)折射率. 當(dāng)頻率w>wg時(shí),α(ω)=0.7×106m?1當(dāng)w

2.1 近場(chǎng)熱輻射傳輸模型

針對(duì)近場(chǎng)輻射熱流的計(jì)算, 本文采用經(jīng)典的基于電動(dòng)力學(xué)理論以及格林函數(shù)方法. 熱源與接收體溫度分別為T1和T2, 間距為d, 此時(shí)兩無限大平板間的近場(chǎng)熱輻射流h(即單位面積上的坡印廷能流, 單位W/m2), 表示從輻射器輻射到接收端的總熱流大小, 由下式給出[28,29]:

其中Θ(ω,T)= ?ω/[exp(?ω/(kBT))?1]是光子能量分布譜,tp和ts是p極化波和s極化波的透射幾率.Hw(w,d)為熱傳輸譜 (單位 W/(m2·rads–1)), 即不同頻率透射光子的tp和ts對(duì)于波數(shù)k的積分疊加結(jié)果,hw(w,d)為熱能傳輸譜 (單位 W/(m2·rads–1))表示單位頻率單位面積上的輻射熱流, 數(shù)學(xué)上是Hw(w,d) 和光子能量分布譜Θ(ω,T) 的乘積. 人工結(jié)構(gòu)的作用是調(diào)控?zé)峁庾拥慕鼒?chǎng)透射幾率, 即tp和ts的大小. 相對(duì)于石墨烯等具有紅外表面等離激元響應(yīng)的自然材料[8,11], 雙曲材料的優(yōu)勢(shì)是在空間波譜上具有超寬帶響應(yīng)能力, 且其頻率波段可以通過結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)進(jìn)行調(diào)解, 以適應(yīng)不同的實(shí)際工作溫度需求.

2.2 熱光伏器件功率和效率模型

由InSb接收的輻射熱能在InSb中有損耗時(shí)會(huì)隨著傳播距離而衰減, InSb內(nèi)的熱能傳輸分布譜hz(z, w)(單位 W/(m2·rads–1))是指在接收端中熱能傳輸譜隨位置z的變化, 由下式表示[24]:

其中De(h)是電子(空穴)擴(kuò)散系數(shù),ne(h)是少數(shù)載流子濃度,是穩(wěn)衡態(tài)載流子濃度,te(h)是電子(空穴)的弛豫時(shí)間.gz(z,w)是接收輻射熱流后電子-空穴對(duì)的產(chǎn)生率, 可以表示為

結(jié)合p區(qū)和n區(qū)的邊界方程, 采用有限差分法求解擴(kuò)散和邊界方程得到p區(qū)和n區(qū)的載流子分布, 從而得到p區(qū)、n區(qū)和耗盡層的電流密度,p區(qū)和n區(qū)的電流密度可由少數(shù)載流子的濃度梯度表示:

在耗盡層中的電流密度可以認(rèn)為是這一部分所吸收的熱流全部轉(zhuǎn)化為光電流:

由于je(w),jh(w)和jdp(w)的方向均為n區(qū)指向p區(qū), 總光電流譜Jdt(ω) 是這三者之和|Jdt(ω)|=|je(ω)|+|jh(ω)|+|jdp(ω)|, 光伏器件產(chǎn)生的總光電流是在禁帶頻率以上的光電流譜積分, 即|Jt|=

熱光伏器件的暗電流J0可表示為[34]

開路電壓Voc可以表示為[35]

其中ni是p-n結(jié)的本征載流子濃度,NA是受主濃度,ND是施主濃度, InSb的相關(guān)參數(shù)如表1所列.熱光伏器件的最大輸出功率由下式給出[34]:

其中FF是填充因子:

最后得到熱光伏器件的轉(zhuǎn)換效率為

該熱光伏模型中p-n結(jié)所使用的InSb半導(dǎo)體材料參數(shù)在表1中列出.

表 1 InSb 半導(dǎo)體的參數(shù)[24]Table 1. Electric parameters of InSb[24].

3 仿真結(jié)果與討論

本文采用 HMM, W, WHMM 三種源, 將以HMM與W為源的器件進(jìn)行對(duì)比, 探究HMM結(jié)構(gòu)對(duì)熱光伏器件性能的提升作用, WHMM作為實(shí)際應(yīng)用中的源與HMM理想源進(jìn)行對(duì)比, 分析實(shí)際應(yīng)用中基底的存在對(duì)HMM器件的影響. 雙曲型人工介質(zhì)結(jié)構(gòu)的周期小于源與接收體的間距50 nm,故其介電常數(shù)可以使用等效介質(zhì)理論計(jì)算. 輻射器溫度取值500 K, 研究低溫時(shí)該器件的性能.

圖3(a)—圖3(c)依次表示源為W, WHMM,HMM結(jié)構(gòu)的熱光伏器件的p極化波透射幾率tp分布. 當(dāng)使用鎢作為源時(shí), 低頻下鎢發(fā)射率較低,tp值小; 頻率高到一定程度, 鎢變成一個(gè)良好發(fā)射體,tp值變大, 然而對(duì)于源的溫度較低 (T1＝ 500 K) 的情形, 光子分布譜高頻部分的貢獻(xiàn)已經(jīng)非常小. 對(duì)于以鎢作基底的WHMM結(jié)構(gòu), CaF2/W多層膜結(jié)構(gòu)厚度取值140 nm, 透射幾率tp分布由圖3(b)給出, 由于該結(jié)構(gòu)在較寬的頻率范圍內(nèi)呈現(xiàn)雙曲色散特性, 支持自由空間中的倏逝波傳播, 圖3(b)中真空色散關(guān)系的光錐線(白色虛線)下有一條離散高階模式延伸到較寬的頻率范圍. HMM結(jié)構(gòu)中tp分布如圖3(c)所示, 由于HMM結(jié)構(gòu)厚度使電磁波無法穿透, 所有階雙曲波導(dǎo)模式連續(xù)且合并出現(xiàn)一條寬度明顯增加的亮線. 圖3(d)是這三種結(jié)構(gòu)在間隙d= 50 nm 時(shí)的熱傳輸譜Hω, 與tp的分布圖相符合, 以HMM與W為源相對(duì)比, 熱傳輸譜有較大提升, HMM與實(shí)際模型WHMM相比, 在低頻時(shí)差別不大, 高頻時(shí)有提升作用, 主要是由于高頻波段時(shí)色散關(guān)系由雙曲型逐漸變?yōu)闄E圓型, 此時(shí)電磁波在介質(zhì)中有更深的穿透深度, 基底的屏蔽效應(yīng)表現(xiàn)更為明顯.

將源的溫度設(shè)置為500 K, 受光子能量分布譜Θ(ω,T)的影響, 熱能傳輸譜hω與圖3(d)中熱傳輸譜Hω的分布有了較大的差別,hω高頻部分的幅值大幅降低, 三種熱光伏器件的熱能傳輸譜hω分布如圖4(a)所示. 圖4(b)—圖4(d)是三種不同源下的熱流傳輸譜在p區(qū)的分布hz(ω,z) , 圖中虛線表示 InSb禁帶 寬 度 的 對(duì) 應(yīng) 頻 率ωg. 當(dāng)ω<ωg時(shí),InSb的介電系數(shù)虛部為0, 對(duì)這個(gè)頻率范圍內(nèi)的光子沒有吸收作用, 所以hz不會(huì)衰減, 然而實(shí)際情況中一部分光子會(huì)在接收端被消耗轉(zhuǎn)化為熱能影響器件性能, 故可在接收端使用金屬背板反射這部分光子[36]. 當(dāng)頻率大于ωg時(shí),hz會(huì)隨著在接收端深度z的增加而衰減, 由(6a)式和(7)式可知, 此時(shí)會(huì)產(chǎn)生光生載流子.

圖 3 距離為 50 nm 時(shí)的透射幾率 tp 的分布 (a), (b), (c) 對(duì)應(yīng)的源的結(jié)構(gòu)分別是 W, WHMM, HMM 時(shí)的情形; (d) 間距為50 nm時(shí)的熱傳輸譜Fig. 3. p-polarization transmission possibility tp(w, kx) with the emitter (a) W, (b) WHMM, (c) HMM; (d) thermal radiation spectrum.

圖 4 (a) 不同源結(jié)構(gòu)下熱能傳輸譜 h ω 的分布; (b), (c) 和 (d)分別是在 p-n 結(jié)內(nèi)的 p 區(qū)區(qū)域的熱能分布 hz (z, w), 其中源的結(jié)構(gòu)分別是 (b) W, (c) WHMM, (d) HMMFig. 4. (a) Heat flux density spectrum with the emitter of W, WHMM and HMM; and heat flux density in the p-region with the emitter of (b) W, (c) WHMM, and (d) HMM.

圖 5 間距為 d = 50 nm 時(shí)的電流譜 (a) p 區(qū) j e(ω) ; (b) n 區(qū) j h(ω) ; (c) 耗盡層內(nèi) j dp(ω) ; (d) p-n 結(jié)內(nèi)的總電流大小 jt 隨間距的變化Fig. 5. Current density spectrum in the (a) p-region, (b) n-region, and (c) depletion region; (d) total current with respect to the vacuum gap width.

當(dāng)ω<ωg時(shí), 接收端中的熱傳輸分布譜hz(z,w)不會(huì)隨其深度z變化, 沒有光生載流子的產(chǎn)生, 光生電流值為0. p區(qū)、n區(qū)和耗盡層三個(gè)區(qū)的厚度分別為 400 nm, 10 μm 和 100 nm. 圖 5(a)—圖 5(c)分別給出了p區(qū)、n區(qū)和耗盡層內(nèi)的電流譜, 在所設(shè)定的源溫度500 K下,ωg附近有最大的光生電流密度, p區(qū)的光生電流je最大, 這是因?yàn)殡娮拥倪w移率遠(yuǎn)大于空穴[24]. 圖5(d)是光生電流隨間隙d的變化, 可以看到, HMM結(jié)構(gòu)與W結(jié)構(gòu)相比在50 nm間隙下可以使器件光生電流值有5倍的提高.

圖 6 (a)不同結(jié)構(gòu)作為源時(shí)的輻射熱流h隨間距的變化; (b)熱光伏器件的總輸出功率PE與熱能轉(zhuǎn)換效率h隨間距的變化Fig. 6. (a) Total heat flux density and (b) net power and conversion efficiency of the proposed system as a function of the vacuum gap width.

這三種源結(jié)構(gòu)下的總輻射熱流與間隙的關(guān)系如圖6(a)所示. 可以看到, HMM結(jié)構(gòu)相比W結(jié)構(gòu), 器件的輻射熱流有大幅度的提高. 對(duì)比圖6(a)和圖5(d), 光生電流近似與熱輻射功率呈正比關(guān)系, 這表明光生電流大小主要由熱輻射傳輸功率決定. 由(12)式和(14)式可以得到這三種熱光伏器件的熱電功率PE和轉(zhuǎn)換效率h隨間隙d的變化分別如圖6(b)中的實(shí)線和虛線所示,PE和h隨d的增加而減小, 在50 nm時(shí), 使用純鎢熱源的器件功率為 141.4 W/m2, 轉(zhuǎn)換效率為 6.36%, 使用 HMM 結(jié)構(gòu)分別提高了8倍和0.78倍, 功率可達(dá)1.2768 kW/m2,效率可達(dá)11.35%, 與純鎢熱源情形相比, 雙曲介質(zhì)具有更高的倏逝波態(tài)密度, 有助于顯著增強(qiáng)輻射熱流與能量利用率; 實(shí)際源WHMM模型與理想源HMM模型器件性能差別不大, 這表明當(dāng)多層膜雙曲介質(zhì)厚度超過140 nm時(shí), 基底的影響已經(jīng)可以忽略, 這對(duì)器件的實(shí)際制作非常有益.

4 結(jié) 論

本文提出了一種能夠大幅提升輸出功率和熱電轉(zhuǎn)換效率, 且適用于低溫?zé)嵩吹臒峁夥骷? 利用GaF2/W多層膜人工雙曲介質(zhì)結(jié)構(gòu)作為源, 窄禁帶半導(dǎo)體InSb作為接收體, 探究了其在熱源500 K且接收端室溫300 K時(shí)的輻射熱流、輸出功率和轉(zhuǎn)換效率, 與以鎢作為源的器件相比, 發(fā)現(xiàn)該結(jié)構(gòu)大幅提高了近場(chǎng)熱光伏器件的輸出功率和熱電效率, 并且在實(shí)際情況下即有基底時(shí)的模型中仍有良好性能表現(xiàn), 為近場(chǎng)熱光伏器件的應(yīng)用起到了促進(jìn)作用.

根據(jù)當(dāng)前設(shè)計(jì), 提高熱源溫度T1, 光子能量分布中高頻光子比重增加,的峰值將向高頻方向移動(dòng), 將會(huì)進(jìn)一步提升熱光伏器件的熱電功率和轉(zhuǎn)換效率. 研究中假設(shè)了InSb半導(dǎo)體具有100%內(nèi)量子效率, 后續(xù)研究為了接近實(shí)際情形, 需要將光子在半導(dǎo)體的損耗和復(fù)合過程考慮進(jìn)來. 此外, 低于接收端禁帶寬度對(duì)應(yīng)頻率wg的光子不能被接收端吸收, 而大于頻率wg的光子在激發(fā)電子-空穴對(duì)后有能量剩余, 所以如何進(jìn)一步改善輻射源結(jié)構(gòu),有效操控系統(tǒng)中的輻射熱流光譜分布有待進(jìn)一步研究.