Verbeterde fotovoltaïsche efficiëntie van GaAs pin-knooppunt nanokeeg zonnecellen via geoptimaliseerde optische absorptie

Samenvatting

De fotovoltaïsche prestaties van axiale en radiale pin-knooppunt GaAs nanokeeg-array zonnecellen worden onderzocht. Vergeleken met cilinder nanodraad-arrays, verbeteren de nanokeeg-arrays niet alleen de totale optische absorptie maar, nog belangrijker, verbeteren ze de effectieve absorptie (absorptie in de depletielaag). De verbeterde effectieve absorptie wordt toegeschreven aan de afwaartse verschuiving en uitbreiding van de absorptieregio geïnduceerd door de krimpende top, wat de absorptieverlies in de hoog-gedopte top-regio dramatisch onderdrukt en de absorptie in de depletielaag versterkt. De hoogste conversie-efficiënten voor axiale en radiale GaAs nanokeeg zonnecellen zijn 20,1% en 17,4%, verkregen bij een hellingshoek van 5° en 6°, respectievelijk, beide aanzienlijk hoger dan hun cilinder nanodraad tegenhangers. De nanokeeg-structuren zijn veelbelovende kandidaten voor hoge-efficiënte zonnecellen.

Achtergrond

Laag-dimensionale materialen, inclusief kwantumdots (QDs), nanodraden (NWs), en twee-dimensionale gelaagde materialen, zijn veelbelovend voor fotovoltaïsche toepassingen door hun unieke eigenschappen. In vergelijking met hun planaire tegenhangers, hebben III-V nanodraad (NW) arrays uitstekende optische eigenschappen zoals anti-reflectie en licht-opvang, wat groot potentieel toont in hoge-prestatie zonnecellen. Bovendien reduceert de ultra-kleine voetafdruk van NWs voldoende de materiaalverbruik en verhoogt de tolerantie voor rooster-mismatch, wat de realisatie van lage-kost zonnecellen met minder materiaal en goedkopere substraten mogelijk maakt. De pin-knooppunt is het sleuteldeel van een NW zonnecel, die licht absorbeert en fotonen omzet in elektronen-gaten-paren. Volgens de pin-knooppunt-geometrie kunnen NW-array zonnecellen worden ingedeeld in axiale en radiale (of kern-schelp) pin zonnecellen, beide breed onderzocht. Tot nu toe zijn de beste efficiënten voor axiale en radiale III-V NW-array zonnecellen 15,3% en 7,43%, respectievelijk, nog steeds veel lager dan hun planaire tegenhangers.

Tot nu toe zijn veel pogingen gedaan om de prestaties van NW-array zonnecellen te verbeteren, voornamelijk inclusief optimalisatie van de diameter/periode (D/P) verhouding, diameter, en lengte, om een betere optische absorptie van de gehele NW-arrays te verkrijgen. Echter, de absorptieverbetering van de gehele NW-arrays leidt niet noodzakelijk tot een toename van de uiteindelijke conversie-efficiëntie. Wat praktische NW pin-arrays betreft, recombineren de fotoladingdragers gegenereerd in de p- (of n-) regio snel door gebrek aan ingebouwd elektrisch veld. Daarom bepaalt, tot op zekere hoogte, de absorptie in de depletielaag, of de effectieve optische absorptie, direct de uiteindelijke efficiëntie. Echter, voor typische cilinder NW-arrays wordt het meeste licht geabsorbeerd door het bovenste deel van de NWs, terwijl de absorptie van de depletielaag, die meestal in het midden ligt, niet voldoende is. Met name voor axiale pin NW-arrays, moet het invallicht door de p(n)-regio passeren voordat het geabsorbeerd wordt door de depletielaag, wat leidt tot groot lichtverlies.

Een mogelijke manier om de effectieve optische absorptie van NW-arrays te verbeteren is om de geometrie van de NW te modelleren. Bijvoorbeeld, axiale pin-gekantelde NW-array zonnecel is gerapporteerd om de absorptie van de depletielaag te verbeteren door de absorptie van de bovenste p- (of n-) regio te verminderen. Echter, in de praktijk moet de D/P-verhouding veel lager zijn dan verticale NW-arrays om crossover van aangrenzende NWs te vermijden, wat de conversie-efficiëntie beperkt. Getapte NWs, of nanokegels, worden verwacht de effectieve optische absorptie te verbeteren aangezien het invallicht direct door de depletielaag kan worden geabsorbeerd zonder door de bovenste regio te passeren. Tot nu toe zijn nanokegels met verschillende hellingshoeken en aspectverhoudingen gefabriceerd door Au-gekatalyseerde damp-vloeistof-vaste-stof en zelf-geassembleerde katalysator-vrije methoden, en de optische absorptie-eigenschappen zijn ook gesimuleerd. In praktische zonnecellen kan de invloed van doping op transport- en optische eigenschappen niet genegeerd worden, en radiatieve, Auger- en Shockley-Read-Hall (SRH) recombinatie speelt ook een belangrijke rol in de foto-elektrische conversie. Echter, naar onze kennis is de fotovoltaïsche prestatie van nanokeegel p(i)n zonnecellen rekening houdend met de bovengenoemde factoren nog niet in detail bestudeerd.

In dit papier wordt een gekoppelde driedimensionale (3D) opto-elektronische simulatie gepresenteerd om de fotovoltaïsche prestaties van axiale en radiale pin-knooppunt GaAs nanokeegel zonnecellen te onderzoeken. De optische absorptie-eigenschappen werden onderzocht door gebruik te maken van de finite-differentie tijd-domein (FDTD) methode. De fotogeneratieprofielen werden vervolgens geïntegreerd in de elektrische simulaties om de berekening van de stroomdichtheid-spanning (J-V) kenmerken uit te voeren met de eindige-elementenmethode (FEM). Doping-afhankelijke mobiliteit, bandgap-vernauwing, en radiatieve, Auger- en SRH-recombinatie werden allemaal in rekening gebracht in de elektrische simulaties. De hoogste efficiënten voor axiale en radiale pin-knooppunt nanokeegel zonnecellen zijn 20,1% en 17,4%, respectievelijk, veel hoger dan hun cilinder NW tegenhangers. Het mechanisme van de efficiëntieverbetering wordt besproken.

Methoden

Het axiale pin GaAs nanokeegel-array model wordt getoond in Fig. 1, wat bestaat uit periodieke axiale pin GaAs nanokegels met diameter D = 180 nm, periode P = 360 nm, en lengte L = 2 µm. Zowel de p- als n-regio's hebben een lengte van 200 nm en zijn uniform gedopt tot 3 × 10¹⁸ cm⁻³ en 1 × 10¹⁷ cm⁻³, respectievelijk. Het GaAs-substraat is n-gedopt met een ladingsdrager-concentratie van 1 × 10¹⁷ cm⁻³. De nanokeegel-diameter wordt gedefinieerd als het gemiddelde van de boven- en onderdiameter. De hellingshoek (θ) is de hoek tussen de zijwand en de normale richting van de onderkant (substraat). In de simulatie wordt de hellingshoek veranderd van 0 tot 5° door de onder- en bovendiameter te variëren terwijl de gemiddelde diameter constant blijft.

Optische eigenschappen van de structuur worden onderzocht via de Sentaurus Electromagnetische Golf (EMW) Solver module. De minimale celgrootte van de FDTD-mesh is ingesteld op 5 nm, en het aantal knopen per golflengte is 20 in alle richtingen. Door periodieke randvoorwaarden te plaatsen, kunnen de simulaties in een enkele eenheidscel worden uitgevoerd om de periodieke arraystructuur te modelleren. Om de benodigde middelen en tijd voor de berekening te besparen, is de dikte van het GaAs-substraat beperkt tot 0,4 µm. Echter, door een perfect matched layer (PML) aangrenzend aan het GaAs-substraat te gebruiken, wordt het doorgelaten licht volledig geabsorbeerd, wat ons in staat stelt een semi-oneindig GaAs-substraat te modelleren. De golflengte-afhankelijke complexe brekingsindex gebruikt om de materiaaldispersie-eigenschappen van GaAs te beschrijven, kan verkregen worden uit de studie van Levinshtein et al. Het invallicht van boven is ingesteld parallel aan de NW-as zoals aangegeven in Fig. 1. We gebruiken een vlakke golf gedefinieerd met vermogensintensiteit en golflengte-waarden uit een gediscretiseerde AM 1.5G zonspectrum met een golflengte-bereik van 290 tot 900 nm (typisch absorptieregio van GaAs) om het zonlicht te modelleren. De totale optische generatie onder AM 1.5G verlichting kan gemodelleerd worden door het superimponeren van de vermogens-gewogen enkelvoudige-golflengte optische generatiesnelheden. De optische generatiesnelheid G_ph wordt verkregen uit de Poynting-vector S:

$$ G_{ph}=\frac{\left|\overrightarrow{\nabla}\cdot \overrightarrow{S}\right|}{2\hbar\omega }=\frac{\varepsilon^{''} {\left|\overrightarrow{E}\right|}^2}{2\hbar} $$ (1)

waarbij ħ de verminderde Planck-constante is, ω de hoekfrequentie van het invallicht, E de elektrische veldintensiteit op elk roosterpunt, en ε″ het imaginaire deel van de permittiviteit. De reflectiemonitor bevindt zich boven het bovenoppervlak van de NWA, en de transmissiemonitor bevindt zich aan de onderkant van het substraat om het geabsorbeerde licht te berekenen. De hoeveelheid vermogen door de vermogenmonitors wordt genormaliseerd tot de bronvermogen bij elke golflengte. De reflectantie R(λ) en transmissie T(λ) worden berekend door de volgende vergelijking:

$$ R(\lambda),T(\lambda)=0.5\int \mathrm{real}\{p(\lambda)_{\mathrm{monitor}}\} dS/P_{\mathrm{in}}(\lambda) $$ (2)

waarbij P(λ) de Poynting-vector is, dS de oppervlaktenormaal, en P_in(λ) de invalsbronvermogen bij elke golflengte. Het absorptiespectrum A(λ) van de GaAs NWA's wordt gegeven door de volgende vergelijking:

$$ A(\lambda)=1-R(\lambda)-T(\lambda) $$ (3)

Voor de elektrische modellering worden de 3D optische generatieprofielen geïntegreerd in het eindige-elementenmesh van de NWs in het elektrische hulpmiddel, dat de ladingsdrager-continuïteitsvergelijkingen gekoppeld met de Poisson-vergelijking zelf-consistent in 3D oplost. Doping-afhankelijke mobiliteit, bandgap-vernauwing, en radiatieve, Auger- en SRH-recombinatie worden in rekening gebracht in de toestel-elektrische simulaties. De kritische materiaalparameters voor toestelsimulaties zijn grotendeels verkregen uit Levinshtein's model, wat getoond wordt in Tabel 1.

Resultaten en Discussie

Axiale Pin-knooppunt GaAs Nanokeegel-Array Zonnecellen

Figuur 2a–c toont de golflengte-afhankelijke absorptie, reflectantie, en transmissie van de axiale GaAs nanokeegel-arrays met verschillende hellingshoeken. Vergeleken met de cilinder NW-arrays (θ = 0°), tonen nanokeegel-arrays lagere reflectantie over het gehele golflengtebereik, en dit fenomeen wordt duidelijker met toenemende hellingshoek. De anti-reflectie-capaciteit van de NW-arrays kan worden toegeschreven aan de lage vullingsratio, die de effectieve brekingsindex verlaagt en een goede impedantie-match tussen GaAs en lucht biedt. Voor de nanokeegel-arrays met een grote hellingshoek is de vullingsratio aan de top van de arrays extreem laag, wat leidt tot een bijna perfecte impedantie-match met lucht en bijna nul reflectie. In het korte golflengtebereik van 300–700 nm neemt de absorptie toe met de toename van de hellingshoek door de onderdrukte reflectie. Echter, de absorptie van lange golflengte licht nabij het GaAs-bandgap neemt af bij grote helling door de erg dunne nanokeegel-top die niet in staat is om optische modi te ondersteunen. Figuur 2d toont de AM 1.5G-gewogen integraal van de absorptie, reflectantie, en transmissiespectra voor verschillende hellingshoeken. Bij kleine hoeken neemt de absorptie toe met toenemende hellingshoek door de verminderde reflectantie. Wanneer de hellingshoek 3° overschrijdt, neemt de absorptie licht af. Dit wordt waarschijnlijk toegeschreven aan het verminderde absorptiepad aangezien de erg dunne nanokeegel-top niet in staat is om lange golflengte modi te ondersteunen. Niettemin heeft de totale absorptie van nanokegels bij verschillende hellingshoeken (1~5°) heel weinig verschil (in het bereik van 92~93,5%), wat suggereert dat de hellingshoek weinig invloed heeft op de totale absorptie van nanokegels. Alternatief wordt geglove dat de hellingshoek een sterke impact heeft op de absorptie in de intrinsieke regio, wat de foto-elektrische conversie-efficiëntie domineert. Dit wordt in detail besproken in het volgende deel.

De totale optische generatieprofielen van de axiale GaAs nanokeegel-arrays onder AM 1.5G verlichting worden getoond in Fig. 3a. Het kan gezien worden dat bij θ = 0°, de meeste geabsorbeerde fotonen geconcentreerd zijn aan de top van cilinder NWs. Vanwege de hoge dopingsconcentratie en het gebrek aan ingebouwd elektrisch veld voor de scheiding van elektronen-gaten-paren, is de recombinatie van fotoladingdragers in de bovenste p-regio erg hoog, wat resulteert in groot verlies van invallicht. Voor nanokeegel-arrays verschuift de fotonabsorptiepositie afwaarts met de toename van de hellingshoek, wat leidt tot een absorptieverbetering in de i-regio. Zoals gerapporteerd, wordt de lichtabsorptie van NWs gedomineerd door resonante modi, die nauw gerelateerd zijn aan de NW-diameter. Vanwege de unieke geometrie van nanokegels kunnen weinig lange golflengte modi worden ondersteund in de bovenste regio met een kleine diameter. Dit wordt ondersteund door Fig. 3b–g, die de golflengte-afhankelijke optische generatieprofielen van nanokegels met een hellingshoek van 0~5° presenteren. Het kan gezien worden dat in cilinder NWs de meeste absorptie zich in de bovenste regio concentreert voor alle golflengtes. Echter, naarmate de hellingshoek toeneemt, verschuiven de optische modi, met name de langere golflengte modi, afwaarts naar een dikker regio. Daarom leidt de toename van de hellingshoek niet alleen tot een absorptieverbetering in de middelste i-regio, maar ook tot een absorptiereductie in de bovenste regio. Dit kan verklaren waarom de nanokeegel-array met een gematigde hellingshoek van 3° de hoge totale absorptie heeft zoals getoond in Fig. 3e, aangezien de absorptie in zowel de bovenste p-regio als de middelste intrinsieke regio's relatief sterk is bij die hoek. Het wordt geglove dat de afwaartse verschuiving van de absorptie een cruciale rol speelt in de prestatieverbetering van het toestel aangezien het niet alleen het absorptieverlies in de bovenste p-regio onderdrukt maar ook de absorptie in de middelste i-regio versterkt.

De absorptiespectra van de i-regio worden geplot in Fig. 4a. In het korte golflengtebereik, naarmate de diameter van de p-regio krimpt met toenemende hellingshoek, nemen zowel het p-regio-volume als het lichtvermogen dat in de nanokeegel kan worden ingeperkt, af, wat leidt tot onvoldoende absorptie in de p-regio en hoge absorptie in de i-regio. In het lange golflengtebereik strekt de absorptieregio zich uit naar de onderste n-regio in nanokegels bij grote hellingshoek, wat resulteert in verminderde absorptie in de i-regio. Figuur 4b toont de integraal van de absorptiespectra in de i-regio. De absorptie van elke golflengte is gewogen door het AM 1.5G-spectrum. Het kan gezien worden dat de absorptie in de i-regio dramatisch toeneemt met de toename van de hellingshoek, wat een verbeterde effectieve absorptie aangeeft die verwacht wordt de conversie-efficiëntie te verbeteren.

De fotogeneratieprofielen worden vervolgens geïntegreerd in het elektrische hulpmiddel om de fotovoltaïsche prestaties van de axiale pin-knooppunt nanokeegel-array zonnecel te bestuderen. Figuur 5a toont de stroom-spanningskenmerken bij verschillende hellingshoeken. Vergeleken met de cilinder NW-arrays, wordt een veel hogere kortsluitingsstroomdichtheid (J_sc) verkregen in nanokeegel-array zonnecellen. Bij θ = 5° levert het toestel een J_sc van 30,1 mA/cm² (7,3 mA/cm² hoger dan de cilinder) en V_oc van 0,885 V, wat resulteert in een hoge foto-elektrische conversie-efficiëntie (η) van 20,1% (4,8% hoger dan de cilinder). Figuur 5b plot de afhankelijkheid van de conversie-efficiëntie van de hellingshoek. Naarmate de hellingshoek toeneemt van 0 tot 5°, neemt de conversie-efficiëntie monoton toe van 15,3 tot 20,1%. Zoals eerder gezegd, verzadigt de absorptie van de gehele nanokeegel-arrays bij θ = 2°, wat suggereert dat de efficiëntieverbetering bij grote hellingshoek niet wordt veroorzaakt door de absorptieverbetering van de gehele nanokeegel-arrays. In plaats daarvan is de trend van de conversie-efficiëntie sterk in overeenstemming met de absorptie in de i-regio getoond in Fig. 4b, wat demonstreert dat de conversie-efficiëntie gedomineerd wordt door de effectieve optische absorptie in de i-regio.

Radiale Pin-knooppunt GaAs Nanokeegel-Array Zonnecellen

Het radiale pin-knooppunt GaAs nanokeegel-array model wordt getoond in Fig. 6, wat bestaat uit periodieke radiale pin GaAs nanokegels met diameter D = 360 nm, periode P = 720 nm, en lengte L = 2 µm. De dikte van de i-regio is 10 nm, en de straal van de kern is gelijk aan de schelpdikte. De dopingsconcentraties van de n-type kern en p-type schelp zijn ingesteld om hetzelfde te zijn als die van de axiale nanokegels. De hellingshoek wordt veranderd van 0 tot 10° door de onder- en bovendiameter te variëren terwijl de gemiddelde diameter constant blijft.

De golflengte-afhankelijke absorptie, reflectantie, en transmissie van radiale GaAs nanokeegel-arrays met verschillende hellingshoeken worden getoond in Fig. 7a–c. Vergelijkbaar met axiale structuren, tonen radiale nanokegels lagere reflectantie over het gehele golflengtebereik vergeleken met de radiale cilinder NWs (θ = 0°), en dit fenomeen wordt duidelijker met toenemende hellingshoek. In Fig. 7a kan gezien worden dat in het korte golflengtebereik van 300–700 nm, de absorptie toeneemt met de toename van de hellingshoek door de onderdrukking van reflectantie. Terwijl bij grote hellingshoeken, is de nanokeegel-top te dun om lange golflengte modi te ondersteunen, wat resulteert in een afname van de absorptie. Figuur 7d toont de AM 1.5G-gewogen integraal van de absorptie, reflectantie, en transmissiespectra voor verschillende hellingshoeken. Het kan gezien worden dat naarmate de hellingshoek toeneemt, de absorptie een algehele opwaartse trend vertoont met lichte fluctuaties, wat uitstekende absorptie-eigenschappen voor nanokeegel-structuren suggereert.

Figuur 8 toont de totale optische generatieprofielen van de radiale GaAs nanokeegel-arrays onder AM 1.5G verlichting. Vergelijkbaar met dat in axiale arrays, concentreren de meeste fotonen zich aan de top van cilinder NWs. Naarmate de hellingshoek geleidelijk toeneemt, verschuift de absorptie afwaarts. Aangezien de i-regio-buizen in de radiale verbinding de hele NW doordringen, kan de afwaartse verschuiving van de absorptie niet direct leiden tot een absorptieverbetering zoals in de axiale pin-knooppunt. Echter, samen met de afwaartse verschuiving van de absorptie, breidt de absorptielengte ook uit, wat resulteert in een verbeterde overlap tussen de lichtabsorptie en de i-regio. Daarom wordt de effectieve absorptie ook verbeterd.

De stroom-spanningskenmerken van de radiale nanokeegel zonnecellen worden getoond in Fig. 9a. Vergeleken met de cilinder NW-array zonnecel, wordt een veel hogere J_sc bereikt in nanokeegel-array zonnecellen. Bij θ ≥ 6° overschrijden alle J_sc 25 mA/cm², in tegenstelling tot de J_sc van 17,4 mA/cm² bij θ = 0°. Figuur 9b toont de afhankelijkheid van de conversie-efficiëntie van de hellingshoek. Bij kleine hellingshoeken neemt de efficiëntie monoton toe met de hellingshoek en bereikt een maximumwaarde van 17,4% bij θ = 6°, 6,4% hoger dan de cilinder-tegenhanger. Wanneer de hoek verder toeneemt, verzadigt de efficiëntie en daalt zelfs licht. Dit wordt waarschijnlijk toegeschreven aan de concurrentie tussen de absorptie van de bovenste en middelste i-regio's. Bij een grote hellingshoek is de nanokeegel-top te dun om lange golflengte modi te ondersteunen. Hoewel de absorptie van het middelste i-regio-deel toeneemt door de afwaartse verschuiving van de absorptie, neemt de absorptie in het bovenste i-regio-deel af, wat de absorptietoename in het middelste i-regio compenseert.

Conclusies

Samengevat, hebben we de fotovoltaïsche prestaties van axiale en radiale pin-knooppunt GaAs nanokeegel-array zonnecellen bestudeerd door een gekoppelde 3D opto-elektronische simulatie. De resultaten tonen aan dat de absorptie in de nanokeegel-array afwaartse verschuift door de krimpende top-diameter, wat het absorptieverlies in de hoog-gedopte bovenste regio dramatisch onderdrukt en de absorptie in de depletielaag versterkt. De hoogste conversie-efficiënten voor axiale en radiale GaAs nanokeegel zonnecellen zijn 20,1% en 17,4%, verkregen bij een hellingshoek van 5° en 6°, respectievelijk, beide veel hoger dan hun cilinder NW tegenhangers. De nanokeegel-structuren zijn veelbelovende kandidaten voor hoge-efficiënte zonnecellen.

Afkortingen

3D

Driedimensionaal

D/P

Diameter/periode

EMW

Sentaurus Electromagnetische Golf

FDTD

Eindige-differentie tijd-domein

FEM

Eindige-elementenmethode

NW

Nanodraad

PML

Perfect matched layer

SRH

Shockley-Read-Hall