Фотоэлектрические характеристики солнечных элементов с наноконусной решеткой с контактным переходом и улучшенным эффективным оптическим поглощением

Фон

Низкоразмерные материалы, включая квантовые точки (КТ), нанопроволоки (ННК) и двумерные слоистые материалы, являются многообещающими для фотоэлектрических приложений благодаря своим уникальным свойствам [1,2,3,4,5]. По сравнению с их планарными аналогами массивы нанопроволок III – V (NW) обладают превосходными оптическими свойствами, такими как антиотражение и улавливание света, показывая большой потенциал в высокоэффективных солнечных элементах [6,7,8]. Более того, сверхмалая площадь основания NW значительно снижает расход материала и увеличивает устойчивость к рассогласованию решеток, что позволяет реализовать недорогие солнечные элементы с меньшим количеством материала и более дешевой подложкой [9,10,11,12,13]. Штыревой переход - ключевая часть солнечного элемента NW, который поглощает свет и преобразует фотоны в пары электрон-дырка. В соответствии с геометрией штыревого соединения солнечные элементы массива NW можно разделить на аксиальные и радиальные (или стержневые) штыревые солнечные элементы, оба из которых широко исследовались. Однако на сегодняшний день наилучшая эффективность для аксиальных и радиальных солнечных элементов группы III – V NW составляет 15,3% и 7,43% соответственно, что все еще намного ниже, чем у их планарных аналогов [14, 15].

До сих пор было приложено много усилий для улучшения характеристик солнечных элементов массива NW, в основном включая оптимизацию диаметра / периода ( D / P ) соотношения, диаметра и длины, чтобы получить лучшее оптическое поглощение всей решеткой ННК [16,17,18,19,20]. Однако усиление поглощения всего массива ННК не обязательно приводит к увеличению конечной эффективности преобразования. Что касается практических массивов выводов NW, фотоносители, генерируемые в p (или n) области, быстро рекомбинируют из-за отсутствия встроенного электрического поля. Следовательно, до некоторой степени поглощение в обедненной области или эффективное оптическое поглощение напрямую определяет конечную эффективность. Однако для типичных цилиндрических решеток ННК большая часть света поглощается верхней частью ННК [16], в то время как поглощения обедненной области, которая обычно располагается в середине, недостаточно. В частности, для массивов аксиальных штырей NW падающий свет должен проходить через область p (n), прежде чем поглощаться областью истощения, что приводит к большой потере света.

Одним из возможных способов увеличения эффективного оптического поглощения массивов ННК является изменение геометрии ННК. Например, сообщалось, что солнечный элемент с решеткой NW с наклонным к оси штифтом увеличивает поглощение в области истощения за счет уменьшения поглощения в верхней p (или n) области [21]. Однако на практике D / P коэффициент должен быть намного ниже, чем у вертикальных решеток NW, чтобы избежать пересечения соседних NW, что ограничивает эффективность преобразования. Ожидается, что заостренные ННК или наноконусы улучшат эффективное оптическое поглощение, поскольку падающий свет может непосредственно поглощаться обедненной областью, не проходя через верхнюю область. На сегодняшний день наноконусы с разными углами наклона и соотношением сторон изготавливаются методами пар-жидкость-твердое тело, катализируемым Au, и методами самоорганизации без катализатора [22,23,24,25], а также оптически абсорбционные свойства. смоделированные [26, 27]. В практических солнечных элементах нельзя игнорировать влияние легирования на транспортные и оптические свойства, и радиационная рекомбинация, рекомбинация Оже и Шокли-Рид-Холла (SRH) также играет важную роль в фотоэлектрическом преобразовании. Однако, насколько нам известно, фотоэлектрические характеристики солнечных элементов с наноконусом p (i) n с учетом вышеупомянутых факторов еще подробно не изучены.

В этой статье представлено сопряженное трехмерное (3D) оптоэлектронное моделирование для исследования фотоэлектрических характеристик аксиальных и радиальных штыревых переходов солнечных элементов с наноконусом GaAs. Свойства оптического поглощения были исследованы с использованием метода конечных разностей во временной области (FDTD). Затем профили фотогенерации были включены в электрическое моделирование, чтобы выполнить расчет характеристик зависимости плотности тока от напряжения (J-V) с использованием метода конечных элементов (FEM). При электрическом моделировании учитывались зависимая от легирования подвижность, сужение запрещенной зоны и излучательная рекомбинация, оже- и SRH-рекомбинация. Самый высокий КПД для аксиальных и радиальных нано-конических солнечных элементов с штыревым переходом составляет 20,1% и 17,4% соответственно, что намного выше, чем у их цилиндрических NW-аналогов. Обсуждается механизм повышения эффективности.

Методы

Модель массива аксиальных игольчатых наноконусов GaAs показана на рис. 1, который состоит из периодических аксиальных игольчатых наноконусов GaAs диаметром D . =180 нм, период P =360 нм, длина L =2 мкм. И p-, и n-области имеют длину 200 нм и однородно легированы до 3 × 10 ¹⁸ . см ⁻³ и 1 × 10 ¹⁷ см ⁻³ , соответственно. Подложка GaAs легирована n-концентрацией носителей заряда 1 × 10 ¹⁷ . см ⁻³ . Диаметр наноконуса определяется как среднее значение верхнего и нижнего диаметров. Угол наклона ( θ ) - угол между боковой стенкой и нормальным направлением нижней поверхности (подложки). При моделировании угол наклона изменяется от 0 до 5 ° за счет изменения нижнего и верхнего диаметров при сохранении постоянного среднего диаметра.

Принципиальная схема массивов наноконусов GaAs с осевым штифтовым переходом

Оптические свойства структуры исследуются с помощью пакета модулей Sentaurus Electromagnetic Wave (EMW) Solver [28,29,30]. Минимальный размер ячейки сетки FDTD установлен на 5 нм, а количество узлов на длину волны равно 20 во всех направлениях. Помещая периодические граничные условия, моделирование можно проводить в одной элементарной ячейке для моделирования периодической структуры массива. Для экономии ресурсов и времени, необходимых для расчета, толщина подложки GaAs ограничена 0,4 мкм [21]. Однако при использовании слоя идеального согласования (PML), примыкающего к подложке GaAs, пропускаемый свет полностью поглощается, что позволяет нам моделировать полубесконечную подложку GaAs [31]. Зависящий от длины волны комплексный показатель преломления, используемый для описания дисперсионных свойств материала GaAs, может быть получен из исследования Левинштейна и др. [32]. Падающий сверху свет устанавливается параллельно оси NW, как показано на рис. 1. Мы используем плоскую волну, определяемую значениями мощности и длины волны из дискретизированного солнечного спектра AM 1.5G с длиной волны от 290 до 900 нм. (типичная область поглощения GaAs) для моделирования солнечного света [33]. Полная оптическая генерация при освещении AM 1.5G может быть смоделирована путем наложения скоростей генерации оптических сигналов на одной длине волны, взвешенных по мощности [20]. Скорость оптической генерации G _ph получается из вектора Пойнтинга S:

где ħ - приведенная постоянная Планка, ω угловая частота падающего света, E - напряженность электрического поля в каждой точке сетки, а ε ″ - мнимая часть диэлектрической проницаемости. Монитор отражения расположен над верхней поверхностью NWA, а монитор пропускания расположен на нижней поверхности подложки для расчета поглощенного света. Величина мощности, передаваемой через мониторы мощности, нормализуется к мощности источника на каждой длине волны. Коэффициент отражения R ( λ ) и трансмиссия T ( λ ) рассчитываются по следующему уравнению:

где P ( λ ) - вектор Пойнтинга, dS нормаль к поверхности, а P _в ( λ ) - мощность падающего источника на каждой длине волны. Спектр поглощения A ( λ ) GaAs NWAs определяется следующим уравнением:

Для электрического моделирования профили трехмерной оптической генерации включаются в конечно-элементную сетку ННК в электрическом инструменте, который решает уравнения неразрывности носителей вместе с уравнением Пуассона самосогласованно в трехмерном пространстве. При электрическом моделировании устройства учитываются зависимая от легирования подвижность, сужение запрещенной зоны и излучательная рекомбинация, рекомбинация Оже и СРГ. Критические параметры материала для моделирования устройств в основном получаются из модели Левинштейна [32], которая показана в таблице 1.

Результаты и обсуждение

Солнечные элементы с массивом GaAs и наноконусами с осевым штифтом

На рис. 2a – c показаны зависящие от длины волны коэффициент поглощения, отражения и пропускания осевых массивов наноконусов GaAs с различными углами наклона. По сравнению с цилиндрическими решетками NW ( θ =0 °), массивы наноконусов демонстрируют более низкий коэффициент отражения во всем диапазоне длин волн, и это явление становится более очевидным с увеличением угла наклона. Антиотражающую способность решеток ННК можно объяснить низким коэффициентом заполнения, который снижает эффективный показатель преломления и обеспечивает хорошее согласование импеданса между GaAs и воздухом [7]. Для массивов наноконусов с большим углом наклона степень заполнения в верхней части массивов чрезвычайно мала, что приводит к почти идеальному согласованию импеданса с воздухом и почти нулевому отражению. В коротковолновом диапазоне 300–700 нм поглощение увеличивается с увеличением угла наклона из-за подавленного отражения. Однако поглощение длинноволнового света вблизи запрещенной зоны GaAs уменьшается при большом наклоне из-за очень тонкой вершины наноконуса, которая не может поддерживать оптические моды. На рисунке 2d показан взвешенный интеграл AM 1.5G спектров поглощения, отражения и пропускания для различных углов наклона. При малых углах поглощение увеличивается с увеличением угла наклона из-за уменьшения коэффициента отражения. Когда угол наклона превышает 3 °, коэффициент поглощения немного уменьшается. Вероятно, это связано с уменьшенным путем поглощения, поскольку очень тонкая вершина наноконуса не может поддерживать длинноволновые моды. Тем не менее, общее поглощение наноконусов при разных углах наклона (1 ~ 5 °) имеет очень небольшую разницу (в диапазоне 92 ~ 93,5%), что позволяет предположить, что угол наклона мало влияет на общее поглощение наноконусов. В качестве альтернативы считается, что угол наклона сильно влияет на поглощение в собственной области, которая определяет эффективность фотоэлектрического преобразования. Это будет подробно рассмотрено в следующей части.

а Поглощение, b отражательная способность и c коэффициент пропускания массивов наноконусов GaAs с осевым штифтовым переходом с D / P =0,5 и D =0,18 мкм. г Взвешенный AM1.5G интеграл поглощения, отражения и пропускания осевых массивов наноконусов с разными углами наклона

Полные профили оптической генерации массивов аксиальных наноконусов GaAs при освещении AM 1.5G показаны на рис. 3а. Видно, что при θ =0 ° большая часть поглощенных фотонов концентрируется в верхней части цилиндрических ННК. Из-за высокой концентрации легирования и отсутствия встроенного электрического поля для разделения электронно-дырочных пар [34,35,36,37] рекомбинация фотоносителей в верхней p-области очень высока, что приводит к большим потерям. падающего света. Для массивов наноконусов положение поглощения фотона смещается вниз с увеличением угла наклона, что приводит к усилению поглощения в i-области. Как сообщалось, в поглощении света ННК преобладают резонансные моды, которые тесно связаны с диаметром ННК [37]. Благодаря уникальной геометрии наноконусов, несколько длинноволновых мод могут поддерживаться в верхней области с небольшим диаметром. Это подтверждается рис. 3b – g, на котором представлены зависящие от длины волны профили оптической генерации наноконусов с углом наклона 0 ~ 5 °. Видно, что в цилиндрических ННК большая часть поглощения концентрируется в верхней области для всех длин волн. Однако по мере увеличения угла наклона оптические моды, особенно более длинноволновые, смещаются вниз в более толстую область. Следовательно, увеличение угла наклона не только приводит к усилению поглощения в средней i-области, но также приводит к уменьшению поглощения в верхней области. Это может объяснить, почему матрица наноконусов со средним углом наклона 3 ° имеет высокое общее поглощение, как показано на рис. 3e, поскольку поглощение как в верхней p-области, так и в средних собственных областях относительно велико под этим углом. Считается, что сдвиг поглощения вниз играет решающую роль в улучшении характеристик устройства, поскольку он не только подавляет потери поглощения в верхней p-области, но также увеличивает поглощение в средней i-области.>

а Полные профили оптической генерации осевых игольчатых наноконусов. б - г Зависящие от длины волны профили оптической генерации массивов наноконусов при θ =0 ~ 5 °

Спектры поглощения i-области представлены на рис. 4а. В коротковолновой области, когда диаметр p-области уменьшается с увеличением угла наклона, как объем p-области, так и мощность света, которая может быть ограничена в наноконусе, уменьшаются, что приводит к недостаточному поглощению в p-области и высокому коэффициенту поглощения. в i-м регионе. В длинноволновой области область поглощения простирается в нижнюю n-область в наноконусах под большим углом наклона, что приводит к уменьшению поглощения в i-области. На рис. 4б показан интеграл от спектров поглощения в i-области. Коэффициент поглощения каждой длины волны взвешивается спектром AM 1.5G. Можно видеть, что поглощение в i-области резко увеличивается с увеличением угла наклона, что указывает на повышенное эффективное поглощение, которое, как ожидается, улучшит эффективность преобразования.

а Спектры поглощения в i-области, зависящие от длины волны. б AM1.5G-взвешенный интеграл спектров поглощения i-области в a

Затем профили фотогенерации вводятся в электрический инструмент [35] для изучения фотоэлектрических характеристик солнечного элемента с массивом наноконусов с осевым штыревым переходом. На рис. 5а показаны вольт-амперные характеристики при разных углах наклона. По сравнению с цилиндрическими решетками NW, гораздо более высокая плотность тока короткого замыкания ( Дж _sc ) получается в солнечных элементах с матрицей наноконусов. В θ =5 °, прибор дает Дж _sc 30,1 мА / см ² (7,3 мА / см ² выше цилиндра) и V _oc 0,885 В, что обеспечивает высокую эффективность фотоэлектрического преобразования ( η ) на 20,1% (на 4,8% больше цилиндрового). На рис. 5б представлена ​​зависимость эффективности преобразования от угла наклона. При увеличении угла наклона от 0 до 5 ° эффективность преобразования монотонно увеличивается с 15,3 до 20,1%. Как упоминалось ранее, поглощение всего массива наноконусов насыщается при θ =2 °, что свидетельствует о том, что повышение эффективности при большом угле наклона не вызвано увеличением поглощения всего массива наноконусов. Напротив, тенденция эффективности преобразования в высокой степени соответствует поглощению в i-области, показанном на рис. 4b, демонстрируя, что эффективность преобразования определяется эффективным оптическим поглощением в i-области.

а Вольтамперные кривые солнечных элементов с массивом наноконусов с осевым p (i) n переходом с различными углами наклона. б Эффективность фотоэлектрического преобразования солнечных элементов с массивом наноконусов с осевым p (i) n переходом с различными углами наклона

Солнечные элементы массива GaAs с наноконусами с радиальным штыревым переходом

Модель массива наноконусов GaAs с радиальным штыревым переходом показана на рис. 6, который состоит из периодических радиальных штифтовых наноконусов GaAs диаметром D . =360 нм, период P =720 нм и длиной L =2 мкм. Толщина i-области составляет 10 нм, а радиус сердцевины равен толщине оболочки. Концентрации легирования ядра n-типа и оболочки p-типа устанавливаются такими же, как и у осевых наноконусов. Угол наклона изменяется от 0 до 10 ° за счет изменения нижнего и верхнего диаметра при сохранении постоянного среднего диаметра.

Принципиальная схема массивов наноконусов GaAs с радиальным штифтовым переходом

Зависимые от длины волны коэффициент поглощения, отражения и пропускания радиальных массивов наноконусов GaAs с различными углами наклона показаны на рис. 7a – c. Подобно осевым структурам, радиальные наноконусы демонстрируют более низкую отражательную способность во всем диапазоне длин волн по сравнению с радиальными цилиндрическими ННК ( θ =0 °), и это явление становится более очевидным с увеличением угла наклона. На рис. 7а видно, что в коротковолновом диапазоне 300–700 нм коэффициент поглощения увеличивается с увеличением угла наклона из-за подавления коэффициента отражения. При больших углах наклона вершина наноконуса слишком тонкая, чтобы поддерживать длинноволновые моды, что приводит к снижению коэффициента поглощения. На рисунке 7d показан взвешенный интеграл AM 1.5G спектров поглощения, отражения и пропускания для различных углов наклона. Видно, что по мере увеличения угла наклона абсорбция в целом имеет тенденцию к увеличению с небольшими колебаниями, что свидетельствует об отличных абсорбционных свойствах наноконусных структур.

а Поглощение, b отражательная способность и c коэффициент пропускания матрицы наноконусов GaAs с радиальным штыревым переходом с D / P =0,5 и D =0,36 мкм. г Взвешенный AM1.5G интеграл поглощения, отражения и пропускания радиальной матрицы наноконусов с разными углами наклона

На рисунке 8 показаны полные профили оптической генерации массивов радиальных наноконусов GaAs при освещении AM 1.5G. Как и в осевых решетках, большая часть фотонов концентрируется в верхней части цилиндрических ННК. По мере постепенного увеличения угла наклона абсорбция смещается вниз. Поскольку трубка i-области в радиальном переходе проникает через всю ННК, смещение поглощения вниз не может напрямую приводить к усилению поглощения, как в осевом штифтовом переходе. Однако вместе со смещением поглощения вниз длина поглощения также увеличивается, что приводит к усиленному перекрытию между поглощением света и i-областью. Следовательно, считается, что эффективное всасывание также улучшается.

Профили оптической генерации массивов радиальных пиновых наноконусов с разными углами наклона

Вольт-амперные характеристики солнечных элементов с радиальными наноконусами показаны на рис. 9а. По сравнению с цилиндрической солнечной батареей NW, намного выше J _sc достигается в солнечных элементах массива наноконусов. В θ ≥ 6 °, все J _sc превышает 25 мА / см ² , напротив, J _sc составляет 17,4 мА / см ² в θ =0 °. На рисунке 9 (б) показана зависимость эффективности преобразования от угла наклона. При малых углах наклона КПД монотонно увеличивается с увеличением угла наклона и достигает максимального значения 17,4% при θ =6 °, что на 6,4% больше, чем у цилиндрического аналога. При дальнейшем увеличении угла КПД насыщается и даже немного снижается. Вероятно, это связано с конкуренцией между поглощением верхнего и среднего i-регионов. При большом угле наклона вершина наноконуса слишком тонкая для поддержки длинноволновых мод. Хотя поглощение средней части i-области увеличивается из-за смещения поглощения вниз, поглощение в верхней части i-области уменьшается, компенсируя приращение поглощения в средней i-области.

а Вольт-амперные характеристики солнечных элементов с радиальным штифтовым переходом из наноконусной матрицы с различными углами наклона. б Зависимость эффективности преобразования от угла наклона

Выводы

Таким образом, мы изучили фотоэлектрические характеристики аксиальных и радиальных солнечных элементов с решеткой из GaAs-наноконусов с штыревым переходом с помощью сопряженного трехмерного оптоэлектронного моделирования. Результаты показывают, что поглощение в массиве наноконусов смещается вниз из-за уменьшения диаметра вершины, что резко снижает потери на поглощение в высоколегированной верхней области и увеличивает поглощение в обедненной области. Наивысшая эффективность преобразования для аксиальных и радиальных солнечных элементов с наноконусом из GaAs составляет 20,1% и 17,4%, полученных при угле наклона 5 ° и 6 °, соответственно, что намного выше, чем у их цилиндрических NW-аналогов. Структуры с наноконусами являются многообещающими кандидатами для создания высокоэффективных солнечных элементов.

Сокращения

3D:

Трехмерный

D / P :

Диаметр / период

EMW:

Электромагнитная волна сентавра

FDTD:

Конечная разность во временной области

FEM:

Метод конечных элементов

NW:

Нанопроволока

PML:

Слой идеального соответствия

SRH:

Шокли-Рид-Холл