本体异质结（通用4篇）
本体异质结 篇1
太阳能电池是基于半导体的光伏效应实现将光能直接转化成电能的器件。有机太阳能电池由于具有原料价格低廉且易进行修饰而改善其性质、生产工艺较简单、可以大面积制备成柔性器件等优点[1,2]而备受关注,成为目前太阳能电池研究的热点之一,但是存在效率较低、寿命较短等问题,为了提高电池的效率和寿命,需要对其工作机制和基本过程进行深入的了解。利用计算机模拟有机太阳能电池的内部参数(如载流子浓度、电势、电子电流密度、空穴电流密度等)与外部器件的关系,能为充分掌握有机太阳能电池的工作特性、提高有机活性层的光学吸收和载流子传输和收集、提高光电转换效率提供理论基础。因此,理论模拟分析也为获得高转换效率的有机太阳能电池提供了一条重要途径。
当前有机太阳能电池研究的主流是基于共轭聚合物的本体异质结太阳能电池,与传统双层异质结相比,本体异质结克服了几何界面的影响:双层异质结只有在p-n 结附近吸收的光子才对光电流有贡献[2],而本体异质结则是将电子受体材料和给体材料混合形成可传输电荷的渗透网格,从而大幅度提高了短路电流密度值[1,3]。本研究根据Koster L J A等建立的数值模型[2],模拟了以P3HT∶PCBM为复合活性层材料的本体异质结有机太阳能电池的短路电流密度,研究了带隙宽度、活性层厚度、温度等对短路电流密度的影响,为提高短路电流密度提供一定的参考价值。
1 理论与模型
由于有机太阳能电池是典型的薄膜器件,其有机层厚度通常只有数百纳米,而横向尺寸通常为数十毫米,即纵向(电场方向)长度比横向长度约小4个数量级,因此电子和空穴在有机层中的运动可以近似看作沿电场方向的一维运动[2,4]。本研究使用理想的简单本体异质结太阳能电池,建立一维坐标系,如图1所示。其中x=0、x=L处分别表示有机活性层与顶电极、底电极的接触点,L为活性层厚度。采用的数值模型中包含了载流子的产生、复合、漂移、扩散等重要的物理机制过程,主要的理论公式包含了泊松方程、电流连续方程和边界条件等。
1.1 基本公式
测量与实验结果表明, 陷阱效应对电子传输型和空穴传输型的有机太阳能电池的工作效率的影响不大[2], 可以忽略。泊松方程可表示为[2]:
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式中:ψ(x)是x 处的电势,n(x)、 p(x)分别为x 处的电子浓度和空穴浓度,ε0为真空介电常数,εγ为活性层材料的相对介电常数,q为单位电荷。
在稳态情况下,电子浓度和空穴浓度不随时间变化,所以电荷连续方程表示为:
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式中:Jn、Jp分别是电子、空穴电流密度,U为电子或空穴的净产生率。
在器件中,电流密度包含扩散电流和漂移电流,其表达式[2]为:
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式中:μn、μp分别为电子、空穴的迁移率;Dn、Dp分别为电子、空穴的扩散系数。迁移率和扩散系数满足爱因斯坦关系[2]:
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式中:kB为玻尔兹曼常数,T为绝对温度。
假设活性层与电极之间的接触为欧姆接触,在x=0、x=L处,载流子浓度的分布满足波尔兹曼分布[2,5,6]:
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式中:Egap为活性材料的带隙宽度(eV),是受体(Acceptor,A)的分子最低未占有能级(LUMO)和给体(Donor,D)的分子最高占有能级(HOMO)之差。在x=0、x=L处电势满足[5]:
ψ(0)-ψ(L)=Egap-Va (9)
式中:Va为外加偏压。
1.2 自由载流子的产生与复合
由于器件中活性层的厚度比较薄,假设在整个活性层中吸收光子后产生激子的速率G相同。自由载流子的产生过程为:体内有机层吸收光子产生受束缚的电子空穴对(即激发态激子,结合能约0.4 eV[7]),激子在给/受体界面处电场的驱动下发生分离,从而形成自由载流子。由于激子的寿命有限,并不是所有的激子都能离解成自由载流子。如图2所示,光激发产生的激发态激子,可能以速度Kdiss离解成自由载流子,同时以速度Kf衰变成基态激子,产生的自由载流子在扩散和漂移的过程中受到复合的影响,可能重新复合成为激发态的激子,其复合速率为R。
其中衰变速度Kf主要受到声子的非辐射复合的控制[8],Kdiss与电场密切相关。载流子的复合主要有两种机制[4]:一级复合和Onsager的双分子复合。一级复合是由于陷阱效应引起的,双分子复合主要与电子和空穴的浓度有关,本研究采用Onsager的双分子复合机制。
根据Braun理论,在弱场作用下,对于给定电场强度和温度,激子分离成自由载流子的离解概率为[2]:
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式中:E是电场强度。根据Braun理论,在弱场下其自由电荷的产生速度[5,9]为:
undefined
式中:J1是1阶的贝塞尔函数,γ为电子空穴的复合系数,EB为激子的束缚能,a表示激子中电子空穴间的距离,undefined。载流子的复合率R为:
R=γ(np-nundefined) (12)
nint=Ncexpundefined
式中:nint为本征载流子浓度,Nc为电子或空穴的有效态密度,对于低迁移率的半导体,电子空穴复合系数γ[2]为:
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式中:〈ε〉是材料的介电常数的空间平均值,〈μ〉为电子迁移率、空穴迁移率的空间平均值。
假设每单位体积内的激子数为X,则X随时间的变化关系为[2]:
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稳态下,激子数X不随时间变化,即dX/dt=0,联立式(12)得载流子的净产生率U为:
U =Kdiss X-R
=PG-(1-P)γ(np-nundefined) (16)
2 模拟结果与分析
根据上述的理想模型和理论公式(1)-(16),利用MATLAB软件进行编程模拟,以 P3HT∶PCBM为活性层材料,表1为器件模拟使用的参数值,图3为P3HT∶PCBM本体异质结有机太阳能电池的能级分布及载流子传输过程。
2.1 带隙宽度对短路电流密度的影响
图4、图5为T=300 K、L=120 nm,Egap在1.00～1.60 eV范围内变化,短路电流密度值和器件内部的电势分布、激子分离概率、载流子的净产生率随带隙宽度的变化关系,图4插图是表示通过受体的LUMO能级变化来改变带隙宽度。由于激子的结合能约0.4 eV,为使激子分离且能量损失小,LUMO(D)-LUMO(A)范围为0.5～1.1 eV,因此带隙宽度Egap的变化范围为1.0～1.6 eV[7]。随着带隙宽度的增大,短路电流密度呈线性增加趋势。这是因为随着带隙宽度的增大,两电极间的电势差增大,器件内部电势分布曲线的斜率的绝对值增大,即内部的电场强度E增强,由式(10)、式(11)得出激子的分离概率P增大,使载流子的净产生率U增大,导致Jn(x)、Jp(x)的分布曲线斜率绝对值增大,因此短路电流密度随着带隙宽度增大而线性增大。在Egap=1.60 eV时,短路电流密度值达到91 A/m2,激子的分离概率增大到约71%。
2.2活性层厚度对短路电流密度的影响
图6、图7为T=300K、Egap=1.0eV,L在80～240nm范围内变化,短路电流密度、器件内部的电势分布、激子分离概率、载流子的净产生率的变化。
如图6所示,短路电流密度值随着活性层厚度增加呈抛物线分布,在160 nm处为最大峰值(约59 A/m2)。图7中电势曲线斜率绝对值减小,即器件内部的电场强度E随着活性层厚度的增加而减小,激子的分离概率P、载流子的净产生率U随着活性层厚度的增加均减小。短路电流密度值随着活性层厚度的增加呈抛物线分布,主要原因是随着活性层厚度在80～160 nm内增加,有机层吸收的光子增多,从而使短路电流密度增大,说明在该活性层厚度范围内短路电流密度值主要受吸收光子数目的影响;在160 nm以上随着活性层厚度的增加,尽管有机层吸收光子的数目增大,但是器件内部的电场E减小,激子的分离概率P降低,在L=240 nm时激子分离概率减小到约30%,载流子的净产生率U减小,使单位时间内流过单位面积的自由载流子数目减少,因此短路电流密度值随着活性层厚度的增大而减小,说明在该活性层厚度范围内短路电流密度主要受活性层厚度的影响。
2.3 温度对短路电流密度的影响
图8、图9为Egap=1.00 eV、L=120 nm,T在260～330 K范围内变化,短路电流密度、激子分离概率、载流子的净产生率的分布随温度的变化。
如图8所示,短路电流密度值随温度升高呈线性增大。如图9所示,激子的分离概率、载流子的净产生率均随温度升高而增大。这是由于随着温度的升高,电势分布几乎没有变化,即电场强度E不变,根据式(11)温度T升高使激子的离解速率Kdiss增大,因此激子的分离概率P线性增加,同时载流子的复合率也增加,但相比载流子的产生率增加较小,所以载流子净产生率U增大,导致Jn(x)、Jp(x)随器件内的位置x变化的绝对值增大,而活性层厚度L不变,因此短路电流密度随温度升高而线性增加。在T=330 K时短路电流密度增大到约84 A/m2,激子的分离概率P能增大到68%。
3 结论
(1)带隙宽度影响器件内部的场强,带隙宽度在1.0～1.60 eV内变化,随带隙宽度增大,电场强度增强,激子的分离概率增大,使载流子的净产生率增大,短路电流密度随着带隙宽度增大而增大。
(2)活性层厚度对器件内部的电场有影响,活性层厚度在80～160 nm范围内变化,短路电流密度随着活性层厚度的增大而增大,但是活性层厚度超过160 nm以后,活性层厚度越厚,短路电流密度减小。
(3)温度对器件内部的场强几乎没有影响,但是它直接影响激子分离概率,温度在280～330 K内变化,随着温度升高,激子的分离概率提高,使载流子的净产生率增大,短路电流密度增大。
参考文献
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本体异质结 篇2
功率二极管是重要的电子器件,其性能指标要求具有耐高温、击穿电压高、导通压降低、反向恢复电流小、反向恢复时间短等特点。由于电导调制和少子存储效应,功率二极管开关瞬态的改变需要经历一定时间[1],从截止或反偏到正向导通需经历一个正向恢复过程,从导通到反向截止需经历反向恢复过程。功率二极管开关瞬态特性对系统的安全工作、运行性能等有很大的影响[2],包括引起电磁干扰、产生噪声、增加电路功率损耗等。而目前对二极管反向恢复过程的研究比较深入与完善,而对二极管正向恢复过程的研究相对较少。为适应未来对功率二极管高频、高压、快恢复的要求,对二极管正向恢复过程的研究日益重要。
目前,科研工作者对功率二极管的仿真模型已开展了大量的研究[1,2,3,4]。Liang等主要对二极管正向和反向恢复特性进行了详细分析[1],提出二极管正、反向恢复SPICE模型,通过利用SPICE软件,模拟分析得到正向恢复过冲电压是结电压和体电阻电压两者叠加共同作用的结果。Ma等模拟分析了二极管正向、反向恢复特性[2],通过建立集总电荷模型,模拟得到二极管正向恢复过程,分析比较了正向恢复电压与结电压、体电阻电压的关系。Ogata等主要研究了用于高频逆变器的5kV经典PiN二极管的正向恢复特性[3],通过对比4H-SiC材料和Si材料的PiN二极管的正向恢复特性,得出4H-SiC材料的PiN二极管峰值电压较小,且当正向电流增加较大或温度变化较大时,峰值电压波动较小。Tseng等提出了改进的电荷控制方程,并模拟研究了二极管的正向恢复特性[4],通过对比不同正向电流下二极管的正向恢复电压曲线,得出二极管正向恢复过程中的峰值电压与正向电流大小成正比关系。
目前,SiC基异质外延越来越受到人们关注[5],尤其是以氢化物气相外延(HVPE)和分子束外延(MBE)的方法在SiC基上无缓冲层生长GaN层开启了SiC基器件的新方向[6,7]。因此对GaN/SiC异质结的研究具有重要的科学和实践意义。本工作主要利用Matlab仿真技术对GaN/SiC异质结的正向恢复过程进行了模拟研究,对比了GaN/6H-SiC、GaN/4H-SiC、GaN/3C-SiC三种异质结的正向恢复过程,分析了各材料参数对GaN/SiC异质结正向恢复过程的影响。
1 GaN/SiC异质结建模
主要研究了以GaN/SiC为材料的异质结的正向恢复特性。图1为GaN/SiC异质结构示意图,并假设如下:PN结为突变结,PN结内保持电中性,P区电导率高于N区。如图1所示,P区、N区掺杂浓度分别为Na、Nd。选取P、N区界面处为坐标0点,P区、N区宽度用xP、xn表示,箭头方向表示正向。
典型的PN结正向恢复曲线如图2所示。其中Vd为PN结两端电压,Vp为正向恢复过程中的峰值电压,VF为PN结稳态情况的正向压降,tfr为PN结的正向恢复时间,IF为PN结正向电流,di/dt为PN结导通时的电流变化率。
PN结两端的电压由PN结体电阻Rs的压降和结电压两部分组成,如图2 所示,其中(a)表示体电阻Rs的压降,(b)表示PN结电压降。在t=0时刻PN结两端加上正向电压,而正向偏压促进了多数载流子的扩散运动。因为P+N结的正向电流主要是从P+区注入到N区的空穴电流[8],此处只讨论由P+区注入到N区内的空穴扩散情况。从P+区注入到N区的空穴首先在PN结N区的边界处积累,并向N区内扩散,在空穴扩散区内形成一定的浓度分布Pn。为了保持N区电中性,N区的多子相应地增加同等数量,同时在空穴扩散区形成电子浓度分布Nn,且Pn=Nn。Pn可以由连续性方程求得[9]:
式中:Jp为空穴电流密度,q为电子电量,p为N区少子空穴浓度,τp为空穴寿命。等号左边表示电荷变化率,等号右边第一项表示由于空穴扩散电流引起的电荷的变化率,第二项表示在寿命τp期间由于复合引起的电荷的变化率。空穴电流密度Jp为[9]:
将式(2)代入式(1),解得非平衡载流子空穴的浓度分布为[9]:
式中:A(t)提供了PN结界面处的过剩载流子浓度,由电流密度决定,是时间的函数,Dp为空穴扩散系数。正向电流密度[8,9]为:
设正向恢复过程中,在外加电流达到设定值之前电流密度以常速率a增长,a=(di/dt)/A,其中di/dt为外加电流的增长速率,A为PN的截面积,即有:
综合式(3)、式(4)、式(5)得出非平衡载流子空穴的浓度分布:
式中:Dp=(kT/q)μp为空穴扩散系数,k为波尔兹曼常数。根据欧姆定律可得,PN结体电阻压降可以由体电阻Rs与PN结的正向电流I(t)的乘积求得:
式中:I(t)主要由电流变化率di/dt和正向导通电流IF两个因素决定。PN结体电阻Rs[10]由式(8)求得:
式中:erf(μ)为余误差函数;R0是电流为零时PN结材料的体电阻;b=μn/μp,μp和μn分别为空穴和电子的迁移率;τp为空穴的寿命;pn0和nn0分别为平衡状态时N区的空穴和电子密度;xn为N区宽度的标准值;Pn(x=0,t= ∞)为稳定导通后,PN结界面处N区一侧的空穴的密度。
PN结正向恢复过程中的结压降Vj为[11,12]:
式中:Pn(x=0,t)为在PN结界面处的空穴浓度,k为波尔兹曼常数,T为热力学温度,单位为K。
最终得出PN结两端的电压降为[13]:
数值模拟过程利用Matlab编程,如无特殊说明,模拟所用材料的基本参数如表1所示。
2 结果与分析
2.1 GaN/SiC异质结的正向恢复过程
图3反映了GaN/SiC异质结的N区非平衡载流子空穴浓度随时间的变化。其中图3(a)、(b)、(c)分别代表当T=300K,a=109A/(cm2·s),时间t=1ns、3ns、6ns、9ns时,GaN/6H-SiC、GaN/4H-SiC、GaN/3C-SiC三种异质结的N区内空穴浓度的分布。由图3可知在PN结界面的N区边界处空穴浓度最大,且其在N区内沿x轴方向上呈指数规律衰减。这是因为由P区注入到N区的载流子空穴首先会在PN结N区边界处形成积累,并逐渐向N区内沿着x轴的方向进行扩散,扩散过程中会与电子进行复合,使得空穴在N区内形成指数规律衰减的浓度分布。N区内的空穴浓度分布在一定时间内随时间的延长而逐渐增大,直到PN结进入稳定状态,这是因为在PN结进入稳定状态之前,由P区向N区注入空穴的速率大于空穴在向N区内扩散过程中与电子复合的速率。对比图3(a)、(b)、(c)可得,相同条件下,同一时间GaN/4H-SiC异质结的N区边界处积累的非平衡载流子空穴的浓度最低,主要是由于4H-SiC材料的空穴迁移率大于6H-SiC、3C-SiC的空穴迁移率,向N区内部扩散效应较强所致。
图4为GaN/SiC异质结的电压随时间的变化,描述了当T=300K,电流变化率di/dt=2000A/μs,IF=4A时,GaN/6H-SiC、GaN/4H-SiC、GaN/3C-SiC三种异质结在正向恢复过程中PN结压降随时间的变化。由图4可得出,GaN/4H-SiC异质结的PN结压降最大,GaN/3C-SiC异质结的PN结压降最小;但在正向恢复过程中,3种GaN/SiC异质结的结压降的变化均不大(约为0.2V)。这是由于当P区载流子空穴经由势垒区向N区注入的同时,会与势垒区内的部分负电荷复合,同样由N区载流子电子经由势垒区向P区注入的同时,会与势垒区的部分正电荷复合。载流子在与空间电荷发生复合效应时会有效地减少空间电荷量,降低势垒高度。同时,外加正向电流的增加同样会导致势垒高度降低,从而造成PN结的压降变化不大[11]。
图5、图6分别给出了当T=300K,电流变化率di/dt=2000A/μs,IF=4 A时,GaN/6H-SiC、GaN/4H-SiC、GaN/3C-SiC三种异质结正向导通过程中的体电阻及其电压随时间的变化。在t=0时刻,给处于截止状态的GaN/SiC异质结通过一个变化率为di/dt=2000A/μs最终达到IF=4A的正向电流。在PN结导通初期,随着外加正向电流的增大,势垒区宽度减小,同时势垒高度也减小,P区空穴加速越过PN结注入到N区,在N区边界处形成积累,并在N区内沿x轴方向进行扩散。在扩散初期,注入到N区内的非平衡载流子空穴的浓度相对较低,PN结体电阻仍然比较大,由体电阻引起的电压降随外加电流的增大而增大。随着载流子空穴不断注入到N区,GaN/SiC异质结体电阻的减小速率逐渐增大,当其减小速率大于外加电流的上升速率时,体电阻电压会达到一个最大值,随后体电阻电压开始逐渐减小,在此过程中外加电流逐渐趋于稳定。当电流稳定后,N区内载流子达到动态平衡,GaN/SiC异质结体电阻趋于稳定,体电阻电压趋于稳定,如图6所示。由图5可见,在相同条件下,当外加一个变化率为di/dt=2000A/μs,稳态电流为IF=4A的正向电流,GaN/3C-SiC异质结初始电阻要大于GaN/4H-SiC异质结的电阻,随着载流子空穴由P区向N区的注入,GaN/3C-SiC异质结电阻逐渐变小,并最终小于GaN/4H-SiC异质结的电阻,即GaN/3C-SiC异质结电阻的变化率明显大于GaN/4H-SiC异质结的电阻变化率。这是因为3C-SiC的载流子迁移率较之4H-SiC要小,故其初始电阻较大,又因为GaN/3C-SiC的禁带宽度小,载流子空穴由P区向N区的注入率高,空穴在N区的积累浓度较大,故其电阻率变化较大。由图6可见,GaN/4H-SiC、GaN/3C-SiC两种异质结的正向恢复峰值电压明显低于GaN/6H-SiC异质结的正向恢复峰值电压,GaN/3C-SiC异质结的正向恢复峰值电压比GaN/4H-SiC异质结先达到正向恢复峰值电压,且GaN/3C-SiC异质结具有更低的稳态体电压。由图5可见,GaN/6H-SiC异质结的电阻大于GaN/4H-SiC、GaN/3C-SiC两种异质结的电阻,故在相同的外加条件下,GaN/6H-SiC异质结的正向峰值电压要大于其它两种,同时又由于GaN/3C-SiC有较大的电阻变化率,故其先达到正向峰值电压。比较图4与图6,正向恢复过程中GaN/SiC的结压降变化(约为0.2V)与体电阻引起的电压变化相比可以忽略,因此引起正向导通过程中瞬态高压的主要原因是GaN/SiC异质结体电阻Rs的变化。
图7为温度T=300K,电流变化率di/dt=2000A/μs,稳态电流IF=4A时,GaN/6H-SiC、GaN/4H-SiC、GaN/3C-SiC三种异质结正向恢复过程中的电压波形。GaN/SiC异质结两端的电压降为PN结电压降和体电阻电压降的总和。对比图7与图4、图6可见,PN结电压降对正向恢复过程没有明显影响,而对结的稳态电压降影响较大。GaN/6H-SiC异质结的正向峰值电压最大,GaN/4H-SiC异质结的正向峰值电压次之,GaN/3C-SiC异质结的正向峰值电压最小。这是因为从图6和图4可以得出,GaN/6H-SiC异质结的体电阻电压和PN结电压降都较大,且其体电阻电压和PN结压降的和最大,故其总峰值电压最大。PN结压降约占稳态电压的2/3,即引起GaN/SiC异质结正向恢复过程中峰值电压的主要原因是体电阻Rs的变化。当GaN/SiC异质结处于稳态时,PN结两端的压降大部分落在结处。
2.2 N区载流子迁移率对GaN/SiC异质结正向恢复过程的影响
图8(a)、(b)、(c)分别表示di/dt=2000A/μs,IF=4A时,GaN/6H-SiC、GaN/4H-SiC、GaN/3C-SiC三种异质结里的不同N区载流子迁移率对正向恢复过程中结的体电阻电压波形的影响。将基区电子迁移率分别设为1.5μn、1.0μn、0.8μn、0.5μn。由图8可见,当基区电子迁移率缩放相同倍数时,GaN/6H-SiC异质结的正向恢复峰值电压明显大于GaN/4H-SiC、GaN/3C-SiC两种异质结的正向恢复峰值电压。这是因为同等缩放倍数时,GaN/6H-SiC异质结的电子迁移率最低,N区电阻率最大,则由电阻引起的体电阻电压最大,故GaN/6H-SiC异质结的正向恢复峰值电压最大。3种异质结的体电阻电压随着迁移率的增大而减小,这是由于在其它条件不变时,异质结的N区电阻随着电子迁移率的增加而减小,从而可以减小由N区电阻引起的正向电压,故迁移率的增大将降低正向恢复峰值电压。
2.3 电流变化率对GaN/SiC异质结正向恢复过程的影响
图9(a)、(b)、(c)分别表示当T=300K、di/dt=200A/μs、500A/μs、1000A/μs、2000A/μs,IF=4A时,GaN/6H-SiC、GaN/4H-SiC、GaN/3C-SiC三种异质结的正向恢复过程的体电阻电压波形。由图9可见,在相同的外加条件下,3种GaN/SiC异质结各自的电压峰值随di/dt的增大而增大,而各自的正向恢复时间均随di/dt增大而缩短。由PN结载流子输运机制可知,电流变化率大小是通过影响由P区注入到N区载流子的快慢来影响正向恢复过程的峰值电压和恢复时间。在其它条件不变时,增大di/dt意味着加快空穴从P区注入到N区,表示同一时间段内注入到N区的载流子浓度随di/dt的增大而增加,即扩散电流增大。在扩散初期,注入到N区内的非平衡载流子空穴的浓度相对较低,由于载流子的加快注入引起体电阻的变化较小,体电阻仍然比较大,故正向导通峰值电压会加大。随着N区载流子空穴不断累积,载流子的加快注入引起的体电阻的变化较之小的载流子注入速率引起的体电阻变化要大,体电阻电压将加快达到稳定值,故其正向恢复时间会随di/dt的增大而缩短。
2.4 N区掺杂浓度对GaN/SiC异质结正向恢复过程的影响
图10(a)、(b)、(c)分别代表T=300K、di/dt=2000A/μs,IF=4 A条件下,GaN/6H-SiC、GaN/4H-SiC、GaN/3C-SiC三种异质结的N区掺杂浓度Nd=5×1016cm-3、1×1017cm-3、5×1017cm-3、1×1018cm-3时,异质结正向恢复过程的体电阻电压波形。当N区掺杂浓度越高时,正向恢复过程的峰值电压越小,正向恢复波形越平缓。假设室温下杂质全部电离,即平衡状态时电子浓度Nn0≈Nd,而迁移率随杂质浓度的变化不大,故N区电阻率与N区杂质浓度成反比关系[8]。即在其它条件不变的情况下,随着N区掺杂浓度的增加,N区的电阻率会减小,则由电阻引起的N区电压也随之减小,故正向恢复过程的峰值电压会随着N区掺杂浓度的增大而减小。
2.5 温度对GaN/SiC异质结正向恢复过程的影响
图11(a)、(b)、(c)分别为T=200K、300K、400K、500K,di/dt=2000A/μS,IF=4 A时,GaN/6H-SiC、GaN/4H-SiC、GaN/3C-SiC三种异质结的正向恢复过程的体电阻电压波形。由图11可见,在相同温度下,GaN/6H-SiC异质结的正向峰值电压最大。从图5可以得出,GaN/6H-SiC异质结的电阻大于GaN/4H-SiC、GaN/3C-SiC两种异质结的电阻,故在相同的外加条件下,GaN/6H-SiC异质结的正向峰值电压要大于其它两种,与图6 和图7 的结果相吻合。温度升高,PN结正向恢复过程中的电压峰值也随之变大。这是因为随着温度的升高,载流子的迁移率减小,载流子寿命增大。而载流子迁移率的减小会引起空穴由P区注入到N区的速率减小,从而造成在相同时间段内N区载流子空穴积累减少,导致GaN/SiC异质结N区的电导率减小,即N区的电阻率增大,则由电阻引起的电压将增大。故其它条件不变时,GaN/SiC异质结恢复过程中电压峰值随着温度升高而增大。
文献[1]利用SPICE软件研究了二极管正向和反向恢复特性,结果表明,正向恢复时结电压和体电阻电压两者叠加形成过冲电压,且主要由体电阻Rs的变化所致。文献[18]实验研究了4种不同型号的高电压快恢复整流器在高电流窄脉冲条件下的正向导通特性,结果显示:在低频、低电流浓度时,P+PNN+型二极管正向恢复过程中的峰值电压主要是由于空穴和电子由P+和N+注入到PN层的扩散传输延迟于外加电流的变化所造成,且峰值电压可高达8倍于其稳定电压。本工作结果与以上结论吻合,证明了结果的有效性。
3 结论
本体异质结 篇3
近年来有机太阳能电池的研究引起了极大的关注,因为其具有价廉、重量轻、可柔性加工和大量生产等优点[1]。研究太阳能电池结构有助于提高光电转换效率。20世纪90年代中期发明的体异质结太阳能电池让研究得到了革命性的进展[2],这种结构将电子受体材料和电子给体材料混合在一起形成互穿网络结构。由于激子只能在给体/受体界面才能分离成电子和空穴,而且激子的扩散长度只有10 nm左右[3,4],这种结构极大的增加了给体/受体界面,激子能够快速扩散到界面得到有效的分离,从而提高了器件效率。
激子的传输到界面的有效分离是太阳电池原理的关键过程。好的活性层的形貌有利于激子的分离,减少激子的复合,提高短路电流,从而改善器件的性能[5,6,7]。一直以来,研究者一般都使用活性层退火和改变溶剂的方法来改善活性层形貌。合适的退火温度有助于活性层的自组装效应,形成良好的晶化结构。同样合适的溶剂也有同样的效果。
最近有报道,在溶剂中使用添加有利于改善活性层形貌,减少载流子复合[8]。报道[9]中其使用poly-N-9--heptadecanyl-2,7-carbazole-alt-3,6-bis-thiophen-5-yl--2,5-dioctyl-2,5-dihydropyrrolo-3,4--pyrrole-1,4-dione(PCBTDPP)作为给体材料,PCBM作为受体材料,使用1,8-diiodooctane(DIO)和1-chloronaphthalene(CN)作为添加剂,最终使用添加剂DIO可使效率从2.45%提升到2.97%,使用添加剂CN可使效率从2.45%提升到3.28%。另外有报道[10],此结构中使用DIO作为添加剂,CHCl3作为溶剂时,DIO浓度为25 mg/ml时效果最佳。
这里我们将使用DIO应用于MEH-PPV∶PCBM结构中,采用氯苯作为溶剂。研究其对此结构性能的影响。
1 实 验
采用图1所示的结构:ITO/PEDOT∶PSS/MEH-PPV∶PCBM/Bphen(10 nm)/Ag,氧化铟锡(ITO)作为阳极;PEDOT∶PSS作为阳极修饰层,有利于空穴的传输;MEH-PPV共混PCBM作为活性层;Bphen作为阴极修饰层,有利阻挡空穴,让活性层与电极形成良好的欧姆接触;Ag作为阴极。PEDOT∶PSS、MEH-PPV、PCBM和Bphen都是用的常用材料。首先ITO依次用洗涤剂、丙酮、去离子水、无水乙醇分别在30°C环境下超声清洗15 min,然后用氮气吹干待用。ITO用氧气PT10 min,PEDOT∶PSS用3 000 r/min旋涂在150°C环境下
退火10 min,活性层混合溶液用2 000 r/min旋涂,在120°C环境下退火20 min,然后Bphen在3×10-4 Pa环境下以约0.1 nm/s蒸镀10 nm,Ag在3×10-3 Pa环境下以约0.1 nm/s蒸镀250 nm,最后在3×10-3 Pa条件冷却30 min。IV特性曲线用Keithley 4200在光照强度为100 mW/cm2的条件下测试。
2 结果分析
图2为使用DIO浓度为25 mg/ml与不使用DIO的I-V曲线对比图。根据图可知,使用DIO之后器件的短路电流密度JSC有了明显的提高,从5.64 mA/cm2提高到了8.20 mA/cm2,开路电压VOC没有太大变化,器件效率由1.57%提高到了2.19%。
图3为使用DIO与不使用DIO的形貌对比图,从图中可以看出使用DIO后器件活性层形貌更加平滑规则,有利于激子的有效传输,减少激子的复活,明显增加器件的短路电流。
为了获得DIO最佳浓度比例, 我们共做了6组实验。图4为不同比例DIO浓度的I-V曲线图,表1为不同比例DIO浓度的数据,可以看出不使用DIO时器件效率最低1.57%,电流密度最小5.64 mA/cm2,在DIO浓度为20 mg/ml的时候,器件效率最高
2.44%,电流密度最大8.74 mA/cm2。
从图5和图6中可以看出随着DIO浓度的变化,
器件开路电压VOC没有明显变化,填充因子FF也没有明显变化,而短路电流密度和器件效率PCE开始都随DIO浓度的提高而提高,在浓度为20 mg/ml时达到最大值,随后降低,并且短路电流密度和器件效率的变化趋势基本一致。可以推断器件效率的提高完全因为短路电流密度的提高而得来的。
3 结 论
经过实验对比,我们得到了DIO的最佳浓度比例为20 mg/ml,此时器件开路电压VOC为0.65 V,短路电流密度JSC为8.74 mA/cm2,填充因子FF为43%,效率PCE为2.44%。没有使用DIO时短路电流密度为5.64 mA/cm2,效率PCE为1.57%。相比使用DIO后短路电流密度提升了54.9%,效率PCE提升了55.4%,由短路电流密度提升引起的效率的提升基本一致。使用DIO是器件的形貌得到改善,减少了激子的复合,激子能有效到D/A界面并且分离,从而提高了短路电流密度,最终达到了提高器件效率的目的。
摘要：体异质结太阳电池因其高效率特点受到了研究者的极大关注。使用添加剂DIO应用于MEH-PPV∶PCBM结构中,改善活性层形貌。最终得到了在DIO浓度为20 mg/ml的时候器件短路电流密度最大(JSC=8.74 mA/cm2),器件效率最高(PCE=2.44%),相比没有使用DIO的情况效率提升了55.4%。
关键词：体异质结太阳能电池,DIO,短路电流,纳米形貌
参考文献
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本体异质结 篇4
关键词：ZnO纳米棒,太阳能电池,光电转换
0 引言
ZnO是一种六方晶系结构的半导体,它具有很宽的禁带,室温带隙为3.37 ev,且束缚激子能高达60 mV,这使它在表面声波导[1],太阳能电池[2],紫外激光器[4]等方面具有潜在的应用价值。ZnO纳米线由于表面积巨大,产生了其本体块状材料所不具备的表面效应、小尺寸效应和宏观量子隧道效应等[5]。因此,ZnO纳米线在磁、光、电、化学和物理学等方面具有无法比拟的特殊性能和新用途[6],成为了众多领域研究的热点。半导体一维纳米结构体系,其大的表面/体积比能增大对太阳光的吸收能力,而且这些纳米结构中的原子具有定向的有序生长,使电子可以在其中做定向运动[7];另外,一维结构还提高了材料的结晶质量,有效减少了其中的缺陷态密度,使在其中做定向移动的载流子受到散射和被俘获的几率降低[8]。一维结构材料既可以作为太阳电池的光吸收层,又可以单独作为制备太阳电池的材料[9]。因此半导体的纳米结构在提高太阳能电池光电转换效率方面被人们寄予厚望[10]。本研究组采用化学气象沉积方法分别在硅片表面制备面积垂直排列和非规则排列ZnO纳米线阵列,这些阵列具有非常优异的减反射性能,利用这些ZnO纳米线阵列设计和制作了Si基ZnO纳米棒阵列光伏电池。
1 实验部分
1.1 纳米结构的制备
采用两步法,首先用溶胶甩膜法在p型Si衬底上生长一层氧化锌纳米晶薄膜,然后通过化学气相沉积的方法制备了一维ZnO纳米结构。室温下,将二水合乙酸锌溶解在乙二醇甲醚溶液中,然后加入与Zn2+等摩尔浓度的乙醇胺。在60℃条件下形成Zn2+浓度0.7 mol·L-1的透明、均一的溶胶。将制得的胶体旋涂与Si基底上,放入360℃高温炉中,在空气中加热30 min取出。由此得到ZnO纳米晶薄膜。ZnO纳米棒的制备在在高温管式炉中进行。
1.2 器件的制备
将生长在p-Si衬底上的ZnO纳米帮样品放入匀胶机在ZnO纳米线薄膜上旋涂光刻胶,以填充ZnO纳米线之间的空隙,严格控制胶的粘度及甩胶的转速,以使光刻胶涂层的厚度与纳米线的高度相当,进而在经过150℃的坚膜后,用真空镀膜机在PVA薄膜上蒸镀Au做上电极,在Si上蒸镀Al做背电极。
2 结果与讨论
2.1 纳米结构的测试与分析
图1是不同反应温度下所得到的ZnO纳米结构的SEM形貌。从图1(a)和图我们可以看到样品表面为Zn0微米柱+纳米针的复合结构。图1(b)样品表面开始生成大面积的纳米线结构,纳米线的直径和长度也相对变大,其直径大约在40-50 nm。图1(c)是我们得到定向的Zn0纳米棒结构。端呈现的正六边形结构,并且垂直于衬底。图2(d)是在不同形貌下得到的ZnO纳米结构的XRD谱图。图中只出现了典型的纤锌矿Zn0的峰谱,表明制备得到的Zn0为典型的六角纤锌矿结构。说明在上述两种条件下得到的样品都具有沿(002)择优取向并且高度垂直于衬底的特点。随着温度的升高,样品的衍射峰相对强度逐渐增加,也就是说样品的结晶程度逐渐随生长温度的升高而增加。分别将图1三种形貌的ZnO纳米结构的样品定义为样品A、样品B和样品C。
2.2 器件光伏特性的测量
图2为不同ZnO纳米形貌下器件的暗电流曲线。可以看出,在没有光照时,器件呈现出了好的整流特性。可以看出图1(c)形貌下的器件表现出较好的整流特性,在正向电压为1V的时电流为0.189m A,反向电压为-1V时,电流为4.6×10-4mA。
图3为器件在光照下的J-V曲线图,从图中可知样C表现出最好的光伏特性。由图可以得到样品C的开路电压VOC为0.78V,短路JSC电流为6.22mA/cm2。对应的填充因子为45%,光伏器件的效率为2.6%。可以看出器件的性能与纳米棒尺寸,排列取向有关,样品a,b的纳米结构取向杂乱,没有按照同一方向规则排列。这会降低其电导和迁移率。这种光伏器件的光电性能与载流子迁移率,电荷传输性能有很大关系。而电荷传输能力的高低与纳米材料的排列结构关系密切。制备出规则有序排列的ZnO一维纳米阵列结构材料有利于载流子输运和光伏器件光电转换能力的提高。
因为Zn O和Si的禁带宽度分别为3.37e V和1.1eV,在ZnO与Si的接触区形成不对称的能带结构,产生大的能带势垒。所以在ZnO结这一侧电子的扩散和与空穴的复合变得困难。所以在Si表面定向生长宽禁带半导体纳米阵列可以在结区减少漏电流的产生。当光照射器件的表面时,若光子的能量大于Si的能隙而小于ZnO的能隙时,则在Si的一侧,价带上的电子吸收光子能量后,被激发到导带,产生光生电子和空穴。在ZnO/Si异质结势垒区产生的光生电子和空穴,在异质结电场作用下被分离到ZnO一侧和Si的体内,距离异质结边界几个扩散长度范围内的光生载流子,当它们扩散到异质结边界时,在异质结电场作用下,也被势垒电场所分离。这两种运动的结果在ZnO/Si异质结两边形成光生载流的积累,从而产生光电压。
2.3 反射光谱的测试
图4是Si两种不同形貌ZnO纳米结构与原始硅片反射光谱的对比,在200-900nm波长范围内,样品C平均反射率约为5%,样品B平均反射率约为8%,均大大优于普通抛光硅片大于25%的平均反射率。样品B减反射性能略低于样品C的原因可能在于测试时入射光是垂直硅片表面人射的,相对于垂直阵列,不规则纳米结构顶部区域会使得更多的光被反射出去。
3 结论
采用化学气相沉积的方法在p型硅片表面制备出垂直排列和不规则排列的ZnO纳米线阵列,并在此基础上制备n-ZnO纳米线/p-Si光伏器件。试验测得性能最好的器件的开路电压VOC为0.78V,短路JSC电流为6.22 mA/cm2,效率为2.6%。同时,一维结构的ZnO纳米阵列具有非常优异的减反射性能,利用这些ZnO纳米线阵列设计和制作了新型异质结纳米阵列太阳电池,其在200-900nm波长范围内,反射率约为5%。远低于原始Si片25%的反射率。
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