مبتدی (مناسب برای درک مفهوم کلی مطلب) 

1. مقدمه

             استراتژی فراگیر برای ساخت رنگ های آلی  برای کاربردهای سلول خورشیدی، اتصال بخش های اهداکننده الکترون (D) را در حالت زمین، از طریق یک واحد لینکر به بخش تقسیم کننده (A) که الکترون- کمبود در حالت زمین، که به عنوان استراتژی کشش-فشار شناخته می شود [1-5]. پس از تحریک نور، یک فرآیند انتقال بار بین مولکولی (ICT) از بخش D به A القا می شود، جایی که الکترون بیشتر به باند هدایت (CB) نیمه هادی منتقل می شود [1،6،7] . برای جذب حداکثری نور خورشید، خواص نوری و الکترونیکی رنگ های استفاده شده بوسیله تغییر قسمت های D یا A و همچنین تغییر طول واحد لینکر رخ می دهد[8]. چندین واحد پذیرنده برای این منظور از جمله قطعات سایانواکریلیک و رودانین استفاده شده است [1،8]. این دو بخش به شدت در رنگ های مختلف آلی استفاده می شود [1،9]. هر یک از این بخش ها دارای دلایل(منافع و مضرات) خود هستند و بسته به شرایط کار دارد [10]. با این حال، تأثیر تنوع واحدهای پذیرنده عمدتا به تغییر پاسخ طیفی رنگ مورد استفاده و / یا نیروی موثر ترمودینامیکی بین LUMO رنگ تحریک شده و CB است که به نوبه خود متاثر از تراکم فوتوگرام و ولتاژ مدار باز مقادیر در سلول های خورشیدی است[1،9،11،12]. گزارش های بسیار کمی در مورد تغییرات پارامترهای جنبشی، بویژه تزریق الکترون و بازترکیب، به محض تغییر واحد های D یا A مورد بحث قرار گرفته است [6]. با این وجود، این مقاله نشان دهنده دینامیک تزریق الکترونی برای چهار رنگ  با عملکرد خوب، بدون فلز و اندولین اما با چهار واحد پذیرنده شناخته شده به نامهای D131، D102، D149 و D205 است که واحد D را به اشتراک می گذارد (ساختار شیمیایی در شکل 1 را ببینید.) همانطور که در شکل 1 دیده می شود، D131 یک گروه سینوآکریلیک دارد، D102 دارای یک مولکول رودانین است، D149 دارای دو مولکول رودانین است و D205 دارای زنجیره اکتیل اضافی در بالای دو بخش ردانین است. سلول های خورشیدی مبتنی بر D131، D102 و D149 با استفاده از ZnO، کارایی بالایی را در بین رنگ های دیگر اندولین نشان داده اند که به حدود 5٪ می رسد [13]. در نانومواد TiO2، سلول خورشیدی مبتنی بر D131 دارای راندمان بالاتر (حدود 1/5 درصد)، نسبت به سایر بر اساس D149 و D102 است که بالاترین میزان جریان تولید شده را به علت اتصال قوی الکترونیک بین گروه سینوآکریلیک حمل می کند، که در آن LUMO مستقر شده و TiO2 روی سطح است [14-16]. با توسعه طراحی ساختاری، در شرایط مشابه زنجیرۀ طولانی Octyl در D205  در مقایسه با D149 و D102  با توجه به تاخیر فرایند بازترکیب الکترون منجر به بهبود بهره وری 7.1٪ می شود [17].  با کمک عامل ضد تجمع، کارایی حدود  9.5٪ و 9.0٪ بر روی نانوکریستالین-TiO2 می تواند به ترتیب توسط D205 و D149 به دست آید [18]. لازم به ذکر است که اولین پیشرفت رنگ های اندولین که جذب این رنگ ها می شود، توسط D149 به دست آمد که در آن مقدار بهره وری 8.2٪ می تواند به دست آید [19]. از اطلاعات فوق می توان دید که بهره وری بدون درک عمیق از دینامیک الکترونی مرتبط با ساختار رنگ قابل اندازه گیری است. بنابراين، رابطه بین ساختار بنیادی اين رنگها با آروماتيك و ديناميك الكترون، عمدتا تزريق الكترون، قطعا دانش ما را به سمت ترکیب كردن رنگها بیشتر خواهدکرد. برای انجام این کار، جذب گذرا فوق العاده ای در محدوده میانی اشعه مادون قرمز (fs-IR) در این مطالعه مورد استفاده قرار می گیرد تا پویایی الکترون را در رنگ های جذب شده اندولین در CB TiO2 دنبال کند. پروب fsIR از قبل برای سیستم های مختلف برای مشاهده تزریق الکترون استفاده شده است [20-24]. جذب حالت گذرای الکترون به طور معمول از 3333 تا 111111 نانومتر با شکل بدون حالت خاص متغیر است [25]. اخیرا حساسیت fs-IR نسبت به الکترونهای تزریقی در CB در نیمه هادی ها به دلیل عدم جذب الکترونیک از سایر گونه ها مانند رنگ های آلی کاتیونی [26-28] بیشتر شده است. این مزیت منحصر به فرد از پروب MID-IN برای استفاده از فرایند تزریق الکترون برای چهار رنگ جذب شده روی TiO2، D131، D102، D149 و D205 استفاده می شود. دینامیک fs-IR نشان می دهد در اینجا تغییرات شدیدی در حرکت الکترون  در طول تغییر قسمت پذیرنده برای رنگ مورد مطالعه وجود دارد. 

2. نتایج و بحث

            رنگ های اندولین شامل واحد D، D131، D102 و D149 در تولوئن است. ماهیت حالت برانگیختگی D یک حالت محلی برانگیخه (LE) است که پس از اتصال واحدهای پذیرنده در رنگ های در حال ظهور به حالت انتقال بار داخل مولکولی (ICT) تبدیل می¬شود[16،19،29،30]. همانطور که مشاهده می شود، با افزایش قدرت واحدهای پذیرنده متصل به واحد D (λmax abs ≈ 375 نانومتر)، از سینوآکریل (D131، λmax abs ≈ 460 نانومتر) تا قسمت های ردانین (λmax abs ≈ 500, D102 نانومتر، λmax abs ≈ 535 ,D149 نانومتر و ,D205 λmax 535 نانومتر)، جابجایی باتوکرومیک قابل مشاهده است. این توانایی های پذیرنده قبل از آن در تئوری کار Tangui [16] نشان داده شده است، که در آن لحظه دوقطبی شدن توسط ca  فاکتور دو قسمتی طی رفتن از گروه سینوآکریلیک در D131 به دو بخش Rhodanine در D149 افزایش می یابد. این طیف جذبی احتمالا به دلیل اثر تجمع، پس از جذب این رنگها در TiO2 گسترش یافته است، که در شکل 2B برای D149 در TiO2 نشان داده شده است. گسترش های مشابه برای رنگ های دیگر گزارش شده است [31-34]. با این حال، همانطور که قبلا در ناحیه مرئی نشان داده نشده است با استفاده از پروب fs-IR در اندازه گیری ها، مسئله تجمع بر روی تحرکات مشاهده شده ، تحت تاثیر قرار نمی گیرد [32]، از این رو منطقه طیف کاری تنها به الکترون های مرتعش در  CB از TiO2 حساس اند[26،27]. 

             همانطور که در شکل 3 نشان داده شده، رنگ های جذب شده روی TiO2 در ناحیه مرئی با 410 نانومتر برانگیخته شده اند و در ناحیه میانی IR در 4900 نانومتر مورد بررسی قرار می گیرند، جایی که نشانه دینامیک الکترون در CB در TiO2 می تواند دنبال گردد، پروفیل های جنبشی مختلف را می توان بسته به ساختار رنگ مشاهده کرد. در زمان صفر، سیگنال تزریق الکترون در 4900 نانومتر تولید می شود، که نشان دهنده فرآیند انتقال الکترون از رنگ برانگیخته به CB TiO2 است، به شکل 3 نگاه کنید. خارج از زمان صفر، ثابت های زمان تزریق آهسته برای D102، D149 و D205، به جز D131، می تواند تشخیص داده شود. بعدها، سیگنال به دلیل فرآیند بازترکیب الکترون بین الکترونها در CB از TiO2 به رنگهای اکسیده شده بر روی سطح، شروع به محو شدن می کند، اما بازسازی کامل الکترون ها فراتر از زمان مطلوب ما از اندازه گیری های جاری است،حدود 5 نانوثانیه. بنابراین، تجزیه و تحلیل دقیق برای فرآیند بازترکیب الکترونی انجام نشده است. جدول 1 خلاصه ثابت های زمانی به دست آمده از تطابق مسیرهای جنبش با استفاده از اجزای چند گانه را نشان میدهد. برای بهترین دانش در حال حاضر، ثابت زمانی تزریق الکترون، به ترتیب در مقیاس زمانی پیکوثانیه، برای رنگ های بنیادی به ندرت مشاهده شد و به طور کامل شناخته نشد [6]. حتی برای رنگ D149 که به شکل اسپکتروسکوپی در نیمه رساناها مورد مطالعه قرار گرفته است، فقط اجزای تزریق الکترون از 100-250 fs مشاهده شد [35-37]. به احتمال زیاد فرآیند تزریق آهسته به دلیل استفاده از پروب قابل مشاهده برای تشخیص این فرایند حیاتی مشاهده نشده است که در آن همپوشانی بین سیگنال های جذب الکترون، رنگ اکسید شده و حالت تحریک رنگ های  تزریق نشده بر روی سطوح، انجام تجزیه و تحلیل داده ها را کاملا چالش برانگیز کرده است. با این وجود، قبلا، فرآیند تزریق الكترون D149 در سراسرسلول خورشیدی  كه توسط طیف mid-IR مورد بررسی قرار گرفت، نتایج مشابهی با نتایج این كار داشت [23]. 

            داده های تطبیق داده شده  رفتار دو بعدی برای رنگ های مورد بررسی به جز رنگ D131  نشان می دهد , تنها یک دوره تعریف شده استفاده می شود (جدول 1). ظاهرا، تمام رنگ ها با بخش رودانین (D102، D149 و D205)  تزریق آهسته تر الکترون را بر حسب پیکوثانیه نشان می دهند و پس از جایگزینی بخش رودانین توسط گروه سینوآکریل، در D131 تنها یک مولفه تزریق سریع 150fs نشان داده شده است (جدول 1 ) به نظر می رسد مقدار دومین ثابت زمانی تزریق با تعداد بخشهای موجود رودانین افزایش می یابد ، D149> D102 (جدول 1).  برای توضیح بیشتر، D102، با یک بخش ردانین ، ثابت زمانی دوم را در حدود 1.7 ps و برای D149، با دو بخش ردانین، دارای یک مولفه  30ps با دامنه بالا 50٪ است (جدول 1). با این حال، برای D205 که مشابه D149 است (شکل 1 را ببینید)، ثابت زمانی دوم تزریق پایین تر از D149 است، اگرچه آنها تعداد برابر از بخشهای رودانین را به اشتراک می گذارند، این می تواند به دلیل وجود زنجیره ای اضافی  alkyl در D205 باشد که مانع از حرکت پیچشی در حالت برانگیخته میشود (شکل 1). انتظار می رود که حضور مولفه دوم تزریق آهسته الكترون در D102، D149 و D205 به علت وجود گروه پذیرنده قوی توسط بخش رودانین باشد كه در D131 قوی تر از واحد سایانوكریك در D131 است [16]. وجود یک گروه پذیرنده قوی می تواند منجر به انتقال بار بین مولکولی پیچیده (TICT) / ایزومری شده در سطوح نیمه هادی شود که به نوبه خود می تواند به علت تزویج ضعیف بین رنگ کاتیونی و سطوح مرتعش CB در TiO2 منجر به روند تزریق آهسته و روند بازترکیب آهسته گردد [26،38،39]. برای تأیید وجود وضعیت TICT / ایزومریز روی TiO2، محاسبات تئوری سختی لازم است که در حال حاضر در حال ساخت هستند. با این حال، برای تأیید سهم تحرکات بزرگ در سطوح نیمه هادی با یک ترفند ساده ی تجربی، یک لایه پلیمر PMMA به صورت فیزیکی بر روی D205 جذب شده روی TiO2 توزیع میشود. PMMA به عنوان مانع تحرکات بزرگ مشاهده شده در رنگ ها و مولکول های محلول می شود، شناخته شده است [32]. پس از استفاده از PMMA، پروفیل تزریق الکترون به طور قابل توجهی تغییر کرده است، در حالی که طول عمر تزریق D205 / TiO2 حدودا 1.2ps است که با استفاده از PMMA در بالای لایه D205 سریعتر شده به 0.7  پیکوثانیه میرسد. (شکل 3B و جدول 1) این تغییرات در نرخ تزریق الکترون با استفاده از PMMA، وجود تحرکات گسترده ای از رنگ های جذب شده قبل از تزریق را تایید می کند. حضور حالت TICT یا یک حالت ایزومری شده روی سطوح نیمه هادی مورد بحث و بررسی قرار گرفته است و قبلا برای سایر رنگهای آلی [26،29،32،38،40،41] نشان داده شده است. مهمتر از همه، حضور حالت تزریق TICT / ایزومری شده منجر به کاهش سرعت فرآیند بازترکیب الکترون می شود [26،38،41]. این نیز در شکل 3B نشان داده شده است، که برای همان مقدار الکترون های تزریقی (تحرکات نرمالیزه شده)، بازترکیب الکترون برای D131 به علت تزویج قوی بین ICT از D131 کاتیونی و CB از TiO2سریع تر از سایر رنگ ها با بخش های رودانین است. همانطور که در شکل 3 نشان داده شده است، برای همان مقدار الکترون های تزریق شده، بازترکیب الکترون برای D149 و D205 در زمان فعلی بسیار مشابه است که می تواند عملکرد مشابه دو رنگ را در شرایط استاندارد نشان دهد [18]. به عنوان مثال، سلول های خورشیدی بر اساس هر دو رنگ، D149 و D205، کارایی مشابهی را به ترتیب 8.2 و 8.4 درصد نشان داد [18]. اگرچه زنجيره اکتيل در D205 مقدار الكترون تزريق شده از حالت TICT / ايزومري را به دليل دامنه پایینتر از اجزاي تزريق الكترون هاي كوچك (جدول 1) كاهش مي دهد، زنجيره اكتيل همچنان براي كاهش تجمع موجود در سطوح نيمه هادي و عملکرد بالا را در سلول های خورشیدی حائز اهمیت است [18]. بنابراین، خواص شناخته شده برای رودانین به عنوان یک گروه پذیرنده قوی که طیف رنگ جذب شده روی سطح را به سمت منطقه IR جذب می کند، اجازه می دهد که رنگ، جذب فوتون بیشتری داشته باشد، همچنین می تواند باعث شکل گیری وضعیت TICT /ایزومری شود که تاثیر مستقیمی روی فرآیندهای تزریق الکترون و فرایند بازترکیب دارد. 

3. نتایج
به طور خلاصه، مقايسه ديناميك هاي الكتروني با استفاده از حسگر پروب mid-IR، به ويژه فرآيند تزريق الكترون، براي رنگ هاي اندولين شناخته شده D131، D102، D149 و D205، روند تزريق آهسته الكترون را براي رنگ هاي حاوي مولكول رودانين نشان مي دهد. این فرآیند تزریق آهسته به علت شکل گیری وضعیت TICT / ایزومری است که تاثیر مستقیمی روی فرآیند بازترکیب الکترون و عملکرد این رنگ ها در سلول های خورشیدی دارد که قبلا نشان داده شده است [19،30،42،43]. همچنین بر خلاف دیدگاه سنتی که تزریق فوق سریع الکترون ها برای رنگهایی که در سلول های خورشیدی مورد استفاده قرار می گیرند، تمام تحرکات را تحت تأثیر قرار می دهد، نرخ های تزریق آهسته نیز می تواند به کارایی بالا در سلول های خورشیدی روی این رنگها کمک کند. در نهایت، این مقاله راه را برای طراحی هوشمندانه تر رنگ های آلی با توجه به فرایندهای تصویری فیزیکی واقع شده روی سطوح نیمه هادی هموار می کند.

مقالات انگلیسی و ترجمه های فارسی رایگان با فرمت PDF آماده دانلود رایگان میباشند

همچنین ترجمه مقاله با فرمت ورد نیز قابل خریداری و دانلود میباشد

مقاله انگلیسی رایگان (PDF)

ترجمه فارسی رایگان (PDF)

خرید ترجمه با فرمت ورد

فهرست مقاله:

چکیده
1. مقدمه
2. تئوری
3. آزمایش
3.1. آماده سازی فیلم های a-Si:H
3.2 اندازه گیری های جریان نوری و تله
3.3 مشخص نمودن حالت شکاف
3.4 سلول های خورشیدی A-Si:H p-i-n
4. نتایج و بررسی
4.1 اشغال تله ها
4.2 منشا حاملان به دام افتاده
4.3 حمل و نقل و به دام افتادن حامل
4.4 توزیع حالت شکاف
4.5 دروازه های شکاف و به دام افتادن حامل
4.6 به دام افتادن حامل و عملکردهای سلول خورشیدی
5. نتایج

بخشی از ترجمه فارسی مقاله:

1. مقدمه
به دام افتادن حامل, یک عامل کلیدی است که حمل و نقل حامل را در ادوات نیمه هادی بی نظم [1-5] محدود می کند. زمانی که حامل ها در آن ادوات به دام می افتند, به خصوص در لایه فعال, حاملان به دام افتاده منجر به بازترکیب Shockley–Read–Hall (SRH) می شود [6] و از اینرو طول عمر حامل کاهش می یابد. در کنار اینها, یک تجمع از حاملان به دام افتاده, شیفت سطح شبه-فرمی را همراه با حمش باند القا می کند [7,8], که می تواند موجب تنزل جمع آوری حامل شود. بنابراین به دام افتادن حامل روی بازترکیب و جمع آوری حامل تاثیر می گذارد به طوری که مطالعات در مورد به دام افتادن حامل برای درک حمل و نقل حامل و بهبود عملکرد وسیله سودمند هستند.
در نیمه هادی های بی نظم مانند سیلیکون بی نظم هیدروژنه (a-Si:H), حاملان ممکن است در حالات شکاف (که حالات موضعی نامیده می شوند) همراه با نقایص مختلف به دام بیافتند. حالات شکاف معمولاً به دو گروه طبقه بندی می شوند: حالات دم باند و حالات نیمه-شکاف [9,10]. حالات دم باند, مرتبط با اختلال شبکه از لبه های باند هدایت و ظرفیت (CB و VB) گسترش می یابند. حالات دم CB, تله های الکترون را نشان می دهند, در حالیکه حالات دم VB, تله های حفره را نشان می دهند [6]. به دلیل وجود این تله ها, تحرک حامل, u, به شدت محدود می شود. از سوی دیگر, حالات میان-شکاف که از پیوندهای آویزان (DBها) نشات می گیرند, نزدیک میانه باندگپ تشکیل می شوند. آنها به صورت مراکز بازترکیب برای حاملان رفتار می کنند. بنابراین, طول عمر حامل, T, اغلب تحت حاکمیت چگالی این حالات میان-شکاف است [6].
در میان نیمه هادی های بی نظم, a-Si:H به طور گسترده برای کاربردهای مختلف وسیله استفاده می شود. به طور مثال, در سلول های خورشیدی Si فیلم-نازک [11,12], یک فیلم a-Si:H به عنوان لایه فتوولتائیک استفاده می شود که نقش های مهمی را در حمل و نقل حاملان و جذب نور ایفا می کند. در سلول های خورشیدی پیوند-ناهمگون (c-Si) بلوری/بی نظم [13,14], یک لایه نازک a-Si:H برای رویینگی سطح c-Si به کار گرفته می شود و نیز به طور انتخابی حاملان را انتقال می دهد, یعنی الکترون ها یا حفره ها تا الکترودها. مشخص شده است که رویینگی و انتقال انتخابی برای این نوع سلول های خورشیدی با بازده-بالا مورد نیاز است [15].
تا به حال, به دام افتادن حامل در یک فیلم a-Si:H به خوبی توسط زمان تکنیک پرواز مطالعه شده است [2-5]. حالات شکاف, یعنی, منشا به دام افتادن حامل توسط چندین روش مانند روش جریان نوری ثابت (CPM) [16-19], طیف بینی جریان نوری تبدیل فوریه (FTPS) [20,21], طیف بینی (MPC) جریان نوری مدوله شده و طیف بینی گذرای سطح عمیق (DLTS) [23-25] مشخص شده است. به طور خاص, چگالی حالات میان-شکاف, مرتبط با DBها توسط رزونانس اسپین الکترون (ESR) [26,27] تعیین کمیت شده است. علاوه بر این, توزیع حالات میان-شکاف توسط هدایت-نوری پرتوی-دوگان (DBP) مطالعه شده است که در آن نور بایاس برای کنترل دقیق سطح شبه-فرمی [28] استفاده می شود. هرچند, تاثیر توزیع حالت شکاف روی به دام افتادن حامل و عملکرد وسیله به طور نظام مند بررسی شده است.
در این مقاله, ما به دام افتادن حامل در فیلم های ذاتی a-Si:H از نقطه نظر توزیع دم باند بررسی می کنیم. چگالی (الکترون) حامل به دام افتاده در دم CB, به طور کمیتی با استفاده از یک تکنیک پمپ-پروب نوری تعیین می شود. این تکنیک قبلاً برای نظارت آزمایشگاهی بر فرآیندهای رشد فیلم در a-Si:H [29] به کار برده شده است. به دلیل حساسیت و راحتی بالای آن, ما این تکنیک را به مشخص نمودن خارج از آزمایشگاهی a-Si:H در این مقاله گسترش دادیم. یک مزیت این تکنیک اینست که می توان چگالی تله های الکترون ها در نمونه ها با ضخامت حدود چند صد نانومتر را ارزیابی نمود [29] که شامل ضخامت نوعی در سلول های خورشیدی a-Si:H مدرن می شود [11,12]. این متضاد با مورد تکنیک زمان پرواز است که در آن نمونه های دارای ضخامت چندین میکرومتر لازم هستند [2-5]. با استفاده از این تکنیک پمپ-پروب و CPM, یک همبستگی بین چگالی الکترون به دام افتاده و گسترش دم VB مطالعه شده است. اثرات به دام افتادن حامل روی عملکردهای وسیله در سلول های خورشیدی a-Si:H p-i-n بررسی شده است.
این مقاله شامل بخش های زیر می شود. در بخش بعدی (بخش 2), یک تئوری برای تولید و بازترکیب حامل به طور خلاصه به منظور به دست آوردن چگالی حامل به دام افتاده توصیف شده است. در بخش آزمایشی (بخش 3), ما تهیه نمونه, تکنیک های مشخص نموده تله و ساختار سلول خورشیدی a-Si:H را توضیح می دهیم. در نتایج و بررسی (بخش 4), چگالی حامل به دام افتاده, توزیع دم حالت و عملکرد وسیله گزارش شده است. سپس, کار, منشا تله ها, حمل و نقل حامل و به دام افتادن مورد بررسی قرار می گیرند. نهایتاً, عملکردهای سلول خورشیدی از نظر حمل و نقل حامل و به دام افتادن آن بررسی می شوند.

بخشی از مقاله انگلیسی:

1. Introduction

Carrier trapping is a key factor that restricts carrier transport in amorphous semiconductor devices [1–5]. Once carriers are trapped in those devices, particularly in the active layer, the trapped carriers result in the Shockley–Read–Hall (SRH) recombination [6], and thereby the carrier lifetime is reduced. Besides, an accumulation of trapped carriers induces the quasi-Fermi level shift accompanying band bending [7,8], which may degrade the carrier collection. The carrier trapping thus impacts on the carrier recombination and collection so that studies on carrier trapping are beneficial for understanding the carrier transport and improving the device performance. In amorphous semiconductors such as hydrogenated amorphous silicon (a-Si:H), carriers can be trapped at gap states (also called localized states) associated with various defects. The gap states are usually classified into two groups: the band tail states and the mid-gap states [9,10]. The band tail states, related to the network disorder, are extended from the conduction and valence band (CB and VB) edges. The CB tail states exhibit electron traps whereas the VB tail states exhibit hole traps [6]. Because of the existence of these traps, the carrier mobility, μ, is strongly limited. On the other hand, the mid-gap states, originating from dangling bonds (DBs), are formed near the middle of bandgap. They behave as recombination centers for carriers. So, the carrier lifetime, τ, is often governed by the density of these mid-gap states [6]. Among amorphous semiconductors, a-Si:H is widely used for various device applications. For example, in thin-film Si solar cells [11,12], an a-Si:H film is used as a photovoltaic layer that plays important roles in carrier transport as well as light absorption. In amorphous/crystalline Si (c-Si) hetero-junction solar cells [13,14], a thin layer of a-Si:H is employed to passivate the c-Si surface and also selectively transfer carriers, i.e., either electrons or holes to electrodes. The passivation and selective transfer are known to be required for this kind of highefficiency solar cells [15]. So far, carrier trapping in an a-Si:H film has been well studied by time of flight technique [2–5]. The gap states, i.e., the origin of carrier trapping, have been characterized by several methods such as constant photocurrent method (CPM) [16–19], Fourier transform photocurrent spectroscopy (FTPS) [20,21], modulated photocurrent (MPC) spectroscopy [22], and deep level transient spectroscopy (DLTS) [23–25]. Particularly, the density of mid-gap states, related to DBs, have been quantified by electron spin resonance (ESR) [26,27]. Furthermore, the distribution of the mid-gap states is studied by dual-beam photoconductivity (DBP), in which the bias light is used to precisely control the quasi-Fermi level [28]. Nevertheless, the impact of the gap state distribution on carrier trapping and the device performance have not been investigated systematically. In this paper, we investigate carrier trapping in intrinsic a-Si:H films from the viewpoint of the band tail distribution. The trapped carrier (electron) density at the CB tail are determined quantitatively, using an optical pump-probe technique. This technique has been already applied to in-situ monitoring of film growth processes in a-Si:H [29]. Because of its high sensitivity and convenience, we extend this technique to ex-situ characterization of a-Si:H in this article. One advantage of this technique is that one can evaluate the density of electron traps in the samples with a thickness of up to several hundred nm [29], which includes the typical thickness in the state-of-art a-Si:H solar cells [11,12]. This is in contrast with the case of time-of-flight technique, where the samples having a thickness of several micron meters are necessary [2–5]. Using this pump-probe technique and CPM, a correlation between the trapped electron density and the VB tail broadening is studied. The effects of carrier trapping on the device performances are examined in a-Si:H p-i-n solar cells. The paper consists of the following parts. In the next section (Section 2), a theory for carrier generation and recombination is briefly described to derive the trapped carrier density. In experimental section (Section 3), we explain sample preparation, trap characterization techniques, and a-Si:H solar cell structure. In results and discussion (Section 4), the trapped carrier density, the tail state distribution and the device performance are reported. The occupation, the origin of traps, carrier transport and trapping are then discussed. Finally, the solar cell performances are examined in terms of carrier transport and trapping.

مبتدی (مناسب برای درک مفهوم کلی مطلب) 

 با AM1.5 طیف خورشیدی در یک محدوده معین در سطح زمین با واحدها . با این تعریف، ? > 1 اشاره به افزایش جذب داشته یعنی در برداشتن AuNPs بمنظور افزایش ضریب جذب پروسکایت سودمند بوده و ? < 1 اشاره به تاثیر مخرب ضریب جذب پروسکایت دارد. در محاسبات، حد بالاتر انتگرال 775nm بوده، همانطور که نشان داده شده ضریب جذب پروسکایت در طول موج های بزرگتر منجر به افزایش کارایی کوانتوم خارجی می گردد (EQE). بنابراین، محاسبات خود را به حیطه انتگرال 400,775 nm محدود می سازیم. مجموعه پارامترهای هندسی که حجم پروسکایت (?? = ?? × ?? × ??) را تعریف می نمایند، و اندازه گوی (شعاعr) بر اساس تحقق تجربی انتخاب می گردد. دلیل ایجاد شده در ضریب جذب پروسکایت را بوسیله قرار دادن AuNPs به عنوان تابع آنالیز می کنیم: اندازه ذره، با تغییر شعاع گوی؛ تراکم، بوسیله تغییر حجم پروسکایت مجاور؛ مکان ذره درون غشاء پروسکایت و شکل گیری دوپار. 

شکل 2 افزایش جذب خورشیدی پروسکایت، ?، به عنوان تابع شعاع NP، r، برای تراکم های مختلف مانند حجم های مختلف ?? × ?? × ??  (همانطور که در شکل اشاره شده) نشان می دهد، با توجه به (A) ?? = 200 nm, and (B) ?? = 300 nm، (شکل S2 در پشتیبانی از اطلاعات نتایج را برای سیستم های ?? = 100 nm نشان می دهد). یک مسیر کلی در تمام موارد مشاهده می گردد: ? تا زمانی که به حداکثر می رسد با شعاع ذرات افزایش میابد. بیشترین افزایش برای (A) AuNPs با شعاع 60nm در حجم پروسکایت 200×200×200 یافت گردید، که در هر دو مورد مربوط به کسر پر کننده   11.3% است (مقادیر کسر پر کننده مربوطه در جدول S1 و جدول S2 در اطلاعات پشتیبان ظاهر می گردد). در این مرحله، از جفت کردن پلاسمونیک با در نظر گرفتن فاصله جداسازی بین ذرات طلایی مجاور جلوگیری گردید. این امر بوسیله شبیه سازی های توسعه میدان در سیستم های ?? × ?? × ??   شامل دو گوی جداکننده ?? − 2?)) و (?? − 2?) در مسیرهای مرتبط می باشد. این سیستم ها مربوط به سیستم مشابهی بوده که سلول واحد شامل 2 سلول واحد برای گوی های تکی در حجم   است. افزایش زمینه مدلسازی و تاثیرات پراکنده و همچنین پروفایل های جذب حاصل در مقایسه با موارد مشاهده شده برای ذرات مستقل هیچ تفاوتی را نشان نمی دهند (شکل S3 در حمایت از اطلاعات). از اینرو، افزایش ظرفیت گزارش شده در شکل 2 را می توان بر اساس وجود گوی های جداگانه در نظر گرفت. 

برای حالت  ???? = 300 nm طیف های ظرفیت جذب پروسکایت و طلا در شکل 3A و 3B برای چندین شعاع NP نشان داده شده است. بمنظور مقایسه، نتایج بدست آمده برای سیستم مرجع یعنی حجم پروسکایت مربوطه بدون هیچ AuNP را نشان می دهیم که با مدل های FDTD و نیمه تحلیلی محاسبه شده است. طبق پیش بینی، AuNP تاثیر بسیاری بر ضریب جذب پروسکایت در طول موج های بلند قابل دیدن دارد. در پانل A مشاهده می گردد که برای تمام ذرات، جذب نور بوسیله ماده پروسکایت یدید متیل آمونیوم سرب برای طول موج کوتاه تر از 500nm با افزایش شعاع ذرات کاهش میابد. برای ? ≥ 500 nm، ظرفیت افزایش پروسکایت برای تمام اندازه ها افزایش یافته که حداکثر میزان یافت شده برای ? = 90 nm  است. برای پانل B که تنها نور جذب شده توسط فلز در نظر گرفته شده، شکل منحنی ظرفیت جذب نشان می دهد که میزان نور جذب شده توسط فلز بطور پیوسته با اندازه ذرات در تمام طول موج ها افزایش میابد. رقابت بین این دو مواد جذب کننده منجر به ظرفیت پذیرش طلا در طول موج های بسیار کوتاه و بلند می گردد، از اینرو طیف های جذب نمونه نانو ذرات طلایی که همنوایی پلاسمون را در   نشان می دهد مشاهده نمی گردد. این نتیجه مستقیم در نظر گرفتن وسیله جذب حول ذرات طلا محسوب می گردد. در سیستم هایی با حجم کمتر پروسکایت، رقابت بین این دو ماده متعادل تر بوده و همنوایی پلاسمونی مانند آنچه در شکل S4  در پشتیبانی از اطلاعات برای مورد= 200 nm   نشان داده شده مشهود است. در این مورد که صفحه پروسکایت بدلیل مقدار کمتر مواد کمتری جذب می کند ، جذب طلا یک همنوایی پلاسمونی به میزان   نشان می دهد (سرخ سویی حاصل بدلیل قسمت واقعی شاخص انکساری وسیله خارجی) که با شعاع گوی به شدت آن افزوده می گردد. نقشه های گوی مرئی در شکل 3 (از بالا به پایین) پروفایل جذب به میزان ? = 450 nm, ? = 600 nm, ? = 750 nm (حداکثر ظرفیت جذب) را بطور نسبی برای? = 90 nm AuNP  نشان می دهد. آنالیز نتایج به میزان ? = 750 nm  نشان می دهد که سهم دوگانه از تاثیرات میدانی نزدیک و پراکنده بوسیله وجود NPs در غشاء پروسکایت منجر به جذب نور تقویت شده بوسیله نیمه هادی ها می گردد. در مقابل، طول موج هایی که بزرگی پراکندگی بر محل یابی میدان نزدیک چیره شده، تاثیر افزایش بطور قابل توجهی کمتر یا صفر بوده است. توجه به این مهم برای استفاده احتمالی از ذرات فلزی به عنوان فزاینده جذب نور در دستگاه های الکترونیک نوری از اهمیت بالایی برخوردار است. رویکردهای مبتنی بر ذرات پلاسمونی جهت افزایش ظرفیت جذب در سلول های خورشیدی پروسکایت AuNPs22,28, پوشش داده با سیلیکا را در نظر میگیرد، بنابراین، تحت فشار قرار دادن اثرات میدان نوری نزدیک جهت بهبود جذب مولد سلول ضروری بوده است. نتایج ما مطابق با کارهای قبلی بوده که در آن هیچ افزایش جذب برای اندازه ذراتnm   مشاهده نشده است. سهم نسبی این دو تاثیر اصلی که بر جذب پروسکایت، مکان یابی میدان نزدیک و پراکنده تاثیر گذاشته، با توجه به ضخامت صفحه مد نظر بطور قابل توجهی تغییر می کند. بعلاوه، نتایج نه تنها بدلیل حجم اشغالی به ازای ماده پروسکایت وابسته به اندازه ذرات بوده بلکه تاثیرات میدان نزدیک و پراکندگی نور پلاسمونی کاملا به قطر گوی وابسته هستند. تمام این بررسی ها توضیح می دهد که چرا مقدار حداکثر در شکل 2 در ذرات با اندازه و تراکم های مختلف به عنوان تابع ضخامت سطح یافت میشود. 

در آنچه دنبال می کنیم، تاثیر بر واکنش نوری صفحه مشخصات دیگر که احتمالا در انتشار ذرات فلزی در یک غشاء محکم مانند مکان ذرات تصادفی درون صفحه پروسکایت و شکل گیری دوپارها حاضر گردیده مورد تجزیه و تحلیل قرار می دهیم. صفحه پروسکایت با در نظر گرفتن مکان ذرات مختلف و همراه با مسیر z گرفتن درون صفحه آنالیز می گردد. در شکل 4 بطور مفصل مواردی را که برای آنها افزایش حداکثری ظرفیت جذب خورشیدی پروسکایت در شکل 2 یافت میشود آنالیز می کنیم
. پانل A ? را به عنوان تابع مکان ذره در مسیر z را نشان می دهد. بیاد داشته باشیم که ? = 0 nm مربوط به ذره متمرکز شده درون صفحه بوده، z<0nm در سیستم هایی که ذره نزدیک زیر لایه شیشه ای قرار گرفته (مثلا نزدیک به منبع روشنایی) و z>0nm در مواردی که به پوشش spiro-OMeTAD نزدیک تر است (دور از منبع روشنایی). دایره ها نتایج را برای صفحه پروسکایت با ضخامت با گوی های طلایی r=60nm نشان می دهد، در حالیکه مربع ها نشان دهنده شامل گوی هایی با شعاع r=90 nm هستند. خطوط تیره میانگین افزایش قابل پیش بینی را نشان داده که توزیع ذره فلزی رندم را درون غشا نیمه هادی بطور نسبی برای را فرض می نماید. برای spiro-OMeTAD حداکثر افزایش برای گوی های موجود در z=+20 یافت می شود که منجر به افزایش %12 می گردد، در حالیکه غشاهای ضخیم تر افزایش حداکثری (%6) به مقدار ? = -10 nm بدست می آید. این بدان معناست که نور باید با سرعت 50nm درون غشاء پروسکایت حرکت نماید قبل از اینکه به پراکنده ساز پلاسمونی جهت بدست آوردن عملکرد بهینه برسد. بعلاوه، این نتایج نشان دهنده اینست که توزیع رندم ذرات در مسیر z منجر به افزایش میانگین %7 و %5 برای می گردد. پانل B طیف های ظرفیت جذب را برای سلول واحد که شامل AuNP of ?? = 90 nm در مکان های مختل بوده نشان می دهد
(? = -50 nm, ? = -10 nm, and ? = 50 nm)، که این مقایسه نشان می دهد که شکل منحنی به این پارامتر حساس است. نقشه تکمیلی برجسته و مرئی مربوط به پروفایل های جذب با ? = 750 nm بوده، طول موجی که حداکثر ظرفیت جذب درآن یافت می گردد. با توجه به آنها میتوان نتیجه گرفت که تاثیرات میدان نزدیک زمانی که ذره نزدیک به لایه فرعی بوده مسلط است، در حالیکه تاثیرات پراکنده زمانی که نزدیک پوشش spiro-OMeTAD بوده مسلط می باشد. این دقیقا سهم دوگانه میدان نزدیک پلاسمونی و تاثیرات پراکنده یافت شده است که ذره نزدیک به مرکز صفحه ای بوده که منجر به حداکثر افزایش ظرفیت پذیرش پروسکایت می گردد. نتایج مربوطه برای صفحه در شکل S5 در پشتیبانی از اطلاعات نشان داده شده است.
طول موج
شکل 4. (A) افزایش جذب خورشیدی پروسکایت، ?، به عنوان تابع مکان z AuNP درون صفحه پروسکایت. دایره ها در مورد سیستم با گوی شعاع r=60nnm و مجذورات برای با گوی به شعاع r= 90nm توضیح می دهد. خطوط تیره مربوط به مقدار میانگین برای تمام مکان های z در هر مورد بحساب می آید. (B) برای مورد طیف های ظرفیت جذب در چندین مکان جذب nm هستند. رنگ ها مربوط به مکان های اشاره شده در پانل A هستند. نقشه فرعی پروفایل جذب مربوطه به میزان λ = 750 nm را نشان می دهد.
گرچه به بررسی رقیق کردن تعلیق جامد ذرات فلزی در پروسکایت می پردازیم، از تشکیل دوپاهار در طول آماده سازی غشاها نمی توان صرفنظر کرد. آنالیز تاثیرات نوری این نتیجه نهایی لازم است. بدین منظور، در شکل 5 تاثیر تشکیل دوپار در غشاهای پروسکایت که تراکم یکسانی داشته با توجه به 2 AuNPs در حجم مضاعف پروسکایت مورد تجزیه و تحلیل قرار می دهیم. پانل A در شکل 5 افزایش جذب خورشیدی پروسکایت به عنوان فاصله بین دو ذره، ، برای حجم های پروسکایت که شامل دو گوی با شعاع r=60 nm و که شامل دو گوی با شعاع r=90 nm بوده(مجذور) را نشان می دهد. تشکیل دوپارها بطور قطع برای صفحات پروسکایت نازک (در مقایسه با نتایج برای 1 AuNP) مفید بوده، که به حداکثر افزایش %12 فاصله شکاف 20 nm می رسد اما تاثیر مغایر برای غشاهای ضخیم تر بدست می آید. خطوط نقطه چین و تیره نشان دهنده افزایش ظرفیت جذب مربوطه یک گوی در نصف حجم است. در هر دو مورد هنگامی که به فاصله جدایی یک سیستم برابر متشکل از دو سلول واحد با یک گوی در هر سلول نزدیک می شود، افزایش مشاهده شده تبدیل به یک گوی تکی در یک نیم حجم می گردد، تاثیرات آرایه در شبیه سازی ها حذف گردیده است. تاثیر مختلف دوپارها در جذب هر ضخامت صفحه در نظر گرفته شده دارای مبدا در واکنش های ناهمسان به غشاهای پروسکایت در طول موج های بلند است. این تاثیر بطور شفاف در شکل 6 نشان داده شده که در آنجا میزان بازتاب، عبور و ظرفیت جذب برای حضور دوپارها و همچنین گوی های واحد در دو نوع غشاء را طرح ریزی می کنیم. برای سیستم های مورد نظر و =10nm دوپارها نور را بیشتر در جهت روبه جلو برای مورد انتشار می دهند که منجر به انتقال بالاتر در مقایسه با گوی هایی تکی گردیده، در حالیکه برای مورد رفتار مغایر وجود داشته، مثلا انتقال بیشتر برای گوی های تکی در مقایسه با دوپارها یافت می شود. افزایش میدان مربوطه و پروفایل های جذب در طول موجی که ظرفیت جذب پروسکایت حداکثر بوده در اشکال S6 و S7 در اطلاعات حامی نشان داده شده، نقطه حساس ایجاد شده در شکاف بین-ذره ای چنین حجم کمی را اشغال نموده که تاثیر آن بر ظرفیت جذب پروسکایت بسیار کمتر از پراکندگی آن می باشد.

مقاله انگلیسی رایگان

ترجمه فارسی رایگان 

بخشی از ترجمه فارسی مقاله:

چکیده

معیار سنجش سلول خورشیدی چند پیوندی تطبیق شدۀ شبکه ای (QD) کوانتوم نقطه ای (MJSCs)، متشکل از InGap/ (In) Ge /GaAS یا InAS /GaASQDS می شوند که تحت روشنایی تمرکز بالا، با یک تمرکز بر دینامیک های حامل در لایه های QD زیر پیل میانه مورد بررسی قرار می گیرند. یک رویکرد رسانه ای مؤثر، برای توصیف تولید و ترکیب مجدد در سیستم QD مورد استفاده قرار می گیرد، که مشتمل بر فرار و تیراندازی حامل به واسطه حالت های QD و دیوارۀ کوانتومی محدود می باشد. در یک تمرکز 1000 خورشید، شبیه سازی ها نشان می دهد که QD MJSC ویژۀ بررسی شده، نسبت به MJSC استاندارد تا %1/1در بازدهی نسبی عملیاتی در دمای ℃25 بهتر می باشد. اگرچه، این بازدهی بدست آمده عمدتاً به پتانسیل های لایه مرطوب سازی و به همان صورت عدم انطباق جریان موجود بین زیر پیل های میانه و بالا وابسته می باشد، هنگامی که نسبتهای فرار در بین حدود لایه مرطوب سازی کاهش پیدا می کند.
کلمات کلیدی- دینامیک های حامل، فوتو ولتایی های متمرکز کننده، پیل های خورشیدی چند پیوندی (MJSCs)، کوانتوم نقطه ای (QDS)، نیمه رساناهای – V- III.
مقدمه
تحقیق موجود در ارائه سیستم های فوتو ولتایی نسل جدید با بازدهی هایی که به 50% می رسد، در انطباق با فوتو ولتایی های متمرکز شده برای تمرکز نور خورشید در بین نواحی قطعه کوچکتر می باشد. این امکان کاهش در هزینه های تولید و رشد در ارتباط با پیل های خورشیدی چند پیوندی V- III را فراهم آورد و همچنین بازدهی دستگاه را به دلیل تأثیرات تمرکزی افزایش می دهد. فناوری موجود پیل های خورشیدی با پیوند سه تایی، برای مثال دستگاه تطبیقی شبکه ای متشکل از Ino,49Ge 0. 51 Pin0 Geo, 99 Es, Ge، در حال حاضر قادر به رسیدن بازدهی بیشتر از 40% در تمرکزات 400 خورشید می باشند. اگرچه، این طراحی MJSC قادر به استخراج ترکیب ایده آلی از شکاف های نواری نیست، از آنجایی که زیر پیل Ge، جریان نوری را به اندازۀ 60% در مقایسه با دو زیر پیل بالا، بیش از حد تولید می کند. جریان نوری اضافی به صورت گرما پخش می شود، که این کاهش در برخی عملکردها منجر می شود.
یک طراحی پیشنهادی برای معماری این دستگاه با بهره گیری از رشد خود همگذاری ساختارهای ناهمگون نیمه رسانای ابعاد پایین برای مثال کوانتوم نقطه ای InAS (QDs) در یک لایه مرطوب سازی InAS (WL) در بین زیر پیل InGaAs بدست می آید. تأثیرات محدودیت ابعادی صفر در این ساختارهای نانو به منظور ایجاد انتقال های انرژی باز تولیدپذیر و کنترل شده با همپوشی کارکرد موجی قوی نشان داده شده است. به عنوان یک نتیجه گیری، این ساختارهای نانو می توانند برای مهار انرژی های فوتون زیر شکاف نواری مواد انبوه، به سایزمهندسی شده باشند، که این به توزیع مجدد جریان از پایین زیر پیل Ge تا میانه زیر پیل منجر می شود.
در ترکیب با یک شکاف نواری زیر پیل بالای بهینه شده با استفاده از تأثیرات ترتیبی زیر شبکه در InGap، چگالی جریان مدار کوتاه (Isc) کل قطع را می توان تحت روشنایی خورشیدی -1 افزایش داد. این راهبرد را می توان به طور بلقوه برای افزایش بازدهی کلی قطعه، بسته به افت در ولتاژ مدار باز (Voc) و فاکتور کامل (FE) استنتاج کرد،که این ساختارهای شکاف نواری پایین تر را در زیر پیل میانه معرفی می کند. رسیدن به ولتاژ مدار باز 1-V نزدیک برای یک پیل خورشیدی GaAS تک پیوندی مشتمل بر InAS/GaASQDS، اخیراً در ادبیات [8] نشان داده شده و یک کار برجسته و امیدوار کننده برای کاربردهای MJSC می باشد.
به منظور رسیدن به یک بهبود کلی در عملکرد، اگرچه، دینامیک های حامل نزدیک این ساختارهای ناهمگون نیمه رسانای ابعاد پایین، باید با جزئیات بیشتر ارائه شود، از آنجایی که این بر نسبتهای ترکیبی اثر می گذارد که ذاتاً Voc و FF و بنابراین بازدهی (η) را نشان می دهند. علاوه بر این، این تأثیرات باید همچنین در تمرکزی بررسی شوند که در آنجا رقابت بین نسبتهای باز ترکیب رادیااکتیو و غیر رادیااکتیو عملکرد کلی پیل را نشان می دهد. در این مقاله، ما تحقیقی را در مورد تأثیرات دینامیک های حامل در سیستم InAS/InGaAS QA در عملکرد کلی یک InGap/ InGaAS/Ge MJSC ارائه می کنیم.
این تحقیق، فعالیت پیشین ما را در ایجاد مدل عددی یک QD MJSC مطرح می کند، که بر تولید و باز ترکیب در لایه های QD متمرکز می باشد. ما نخست، پیش از اینکه بحث کنیم که چگونه با دینامیک های حامل در محیط مدل سازی عددی برخورد می شود، طرح کلی خلاصه ای از مدل را ارائه می کنیم. این مدل با استفاده از Sentaurus نوع TCAD و VG-2012-06 به واسطه Synopsys ایجاد می شود، جایی که معادلات انتقال به واسطه روش های عنصر محدود و تفاضل متناهی Device Sentaurus ارائه می شوند. عملکردQD MJSC بنابراین تحت شرایط آزمایشی استاندارد شبیه سازی می شود، پیش از آنکه عملکرد در سراسر روشنایی متمرکز مورد بررسی قرار گیرد.

بخشی از مقاله انگلیسی:

Abstract

The key performance metrics of quantum-dot (QD)- lattice-matched multijunction solar cells (MJSCs) composed of InGaP/(In)GaAs/Ge with InAs/GaAs QDs are explored under highconcentration illumination with a focus on the carrier dynamics in the QD layers of the middle subcell. An effective medium approach is used to describe generation and recombination in the QD system, including carrier escape and capture from the weakly con- fining quantum well and the QD states. At a concentration of 1000 suns, simulations indicate that the specific QD MJSC studied outperforms a standard MJSC by 1.1% in relative efficiency operating at 25 °C. However, this gain in efficiency is highly dependent on the confinement potentials of the wetting layer, as well as the resulting current mismatch between the top and middle subcells when carrier escape rates from within the wetting layer confinements are reduced.

THE current research avenue in developing next-generation photovoltaic devices with efficiencies reaching 50% is aligned toward concentrated photovoltaics to focus sunlight onto smaller device areas. This allows for a reduction in the growth and manufacturing costs associated with III–V multijunction solar cells (MJSCs), and also increases device efficiency due to the effects of concentration. The current state-of-the-art triplejunction solar cells, such as the lattice matched device composed of In0.49Ga0.51P/In0.01Ga0.99As/Ge, are currently capable of achieving greater than 40% efficiency at concentrations of 400 suns [1]. However, this MJSC design does not exploit the ideal combination of bandgaps, since the Ge subcell overproduces photocurrent by as much as 60% compared with the top two subcells. The excess photocurrent is dissipated as heat, which results in some performance degradation. An alternative design to this device architecture is obtained by exploiting the self-assembled growth of low-dimensional semiconductor heterostructures such as InAs quantum dots (QDs) on an InAs wetting layer (WL) within the InGaAs subcell. The zero-dimensional confinement effects in these nanostructures have been shown to produce controlled and reproducible energy transitions [2] with strong wave function overlap [3]. As a result, these nanostructures can be size engineered to harness photon energies below the bandgap of the bulk material, which leads to a redistribution of current from the bottom Ge subcell to the middle subcell [4], [5]. Combined with an optimized top subcell bandgap using sublattice ordering effects in InGaP [6], the short-circuit current density (Jsc ) of the full device can be increased under 1-sun illumination [4], [7]. This strategy can potentially be exploited to increase the overall device efficiency depending on the drop in the open-circuit voltage (Voc ) and fill factor (FF) arising from introducing lower bandgap structures in the middle subcell. Achieving near 1-V open-circuit voltage for a single-junction GaAs solar cell containing InAs/GaAs QD has been recently shown in the literature [8] and is a very promising feat for MJSC applications. In order to achieve an overall boost in the performance, however, the carrier dynamics near these low-dimensional semiconductor heterostructures must be understood in greater detail since these affect recombination rates that inherently dictate the Voc and FF, and therefore, the overall efficiency (η). Additionally, these effects must also be studied over concentration where the competition between radiative and nonradiative recombination rates impacts the cell’s overall performance. In this paper, we present a study on the effects of carrier dynamics in the InAs/InGaAs QD system on the overall performance of an InGaP/InGaAs/Ge MJSC. This study builds on our previous work in developing a numerical model of a QD MJSC, which focused on the generation and recombination in the QD layers [4]. We first give a brief outline of the model before discussing how the carrier dynamics are treated in the numerical modeling environment. This model is created using version vG-2012.06 of TCAD Sentaurus by Synopsys, where the transport equations are handled by Sentaurus Device’s finite difference and finite-element methods. The performance of the QD MJSC is then simulated under standard testing conditions (1 kW/m2, AM1.5D spectrum at 300 K) before the performance over concentrated illumination is explored.

مقالات انگلیسی و ترجمه های فارسی رایگان با فرمت PDF آماده دانلود رایگان میباشند

همچنین ترجمه مقاله با فرمت ورد نیز قابل خریداری و دانلود میباشد

مقاله انگلیسی رایگان (PDF)

ترجمه فارسی رایگان (PDF)

خرید ترجمه با فرمت ورد

فهرست مقاله:

خلاصه روش ها
روش ها

بخشی از ترجمه فارسی مقاله:

 درون یک سلول خورشیدی، بسیاری از اجزای متفاوت با کارکرد ها و نقش های مختلف برای خواص الکترونیک نوری و خلوص وجود دارند. مفهوم سلول خورشیدی هیبریدی آلی-معدنی ” یک مفهوم چند منظوره است” به طوری که هدف آن استفاده از مواد بهینه برای عملکرد بهتر تک تک اجزاء می باشد. هر ماده ای که به آسانی قابل فراوری، ارزان و فراوان باشدرامی توان با هدف تولید یک سلول خورشید با کارایی بالا استفاده کرد.سلول های خورشیدی هیبریدی در ترکیبات پلیمری مزدوج حاوی نانو کریستال های نیمه هادی نظیر CdSe (12),
CuInS2 (13) and PbS (14) موثر بوده اند.سلول های خورشیدی رنگ-حساس ،سلولهای خورشیدی هیبریدی حاوی یک اکسید نوعnغیر آلی( معدنی)با ساختار مزو( نظیر تیتانیوم اکسید)حساس با یک رنگ کمپلکس فلزی یا آلی و یک و یکرساننده حفره ای آلی نوع p(4) می باشند. اخیرا، جاذب های پروسکایت تری هالید ارگانومتال بافرمول عمومی (RNH3)BX3( که R ،X هالوژن I،Br-Cl و Bسرب یا استرانسیوم می باشد) به جای رنگ در سلول های خورشیدی رنگ-حساس برای تولید سلول های خورشیدی حالت جامد با ضریب تبدیل توان بیش از 10 درصد(منابع8،11 و 16) استفاده شده اند.
با استفاده از سلول های خورشیدی رنگ-حساس، نتایج نشان داد که جایگزینی تیتانیوم اکسید مزوپور با آلومینیوم اکسید مزوپور منجر به افزایش معنی داری در ضریب تبدیل توان( کارایی) شده و تولید ولتاژ مدار باز 1.1ولت در یک دستگاه موسوم به سلول خورشیدی ابرساختار- مزو ساختارمی کند.استدلال ما این است که این بهبود در ولتاژ مدار باز،ناشی از محصور شدن الکترون های ابرنگیخته با نور در فاز پروسکایتمی باشد و این موجب افزایش تفکیک تراز شبکه فرمی برای الکترون هاو حفره های تحت روشنایی میشودکه عامل اصلی تولید ولتاژ مدار باز است.حذف بیشتر لایه الومینیوم اکسید مزوپور با پخت حرارتی و بهینه سازی بهتر فراوری منجر به تولید سلول های خورشیدی با ابر ساختار-مزو ساحتاربا ضریب تبدیل بیش از 12 درصد می شود(17).به علاوه،CH3NH3PbI3 2 xClx می تواند عملکرد موثری به عنوان جاذب فیلم نازک(لایه نازک) در یک پیکر بندیسلول خورشیدی ناجور پیوند مسطح و دووجهی(فراوری شده با محلول) داشته و وقتی که هیچ گونه مزوساختاری استفاده نشود، کارایی آن حدود 5 درصد خواهد بود(17). این مطالعه پیشین نشان می دهد که جاذب پروسکایت دریک معماری دوجهی ساده تر عملکرد بهتری داردولی سوالی که مطرح می شود این است که آیا مزوساختار برای دست یابی به بالاترین کارکرد ضروری است یاخیر و این که آیا پیوند ناهمگون دو وجهی فیلم نازک منجربه ایجاد یک فناوری برتر می شود یا خیر.
در این مطالعه، ما از انباشت بخار( رسوب بخار)دو منبعی به عنوان ابزاری برای تولید فیلم های مسطح یکنواخت پروسکایت هالید ترکیبی CH3NH3PbI3 2 xClx, استفاده می کنیم. شکل 1، تصویری از دستگاه رسوب بخار همراه با نمای سلول خورشید p-i-n ناجورپیوند دووجهی و مسطح(شکل 1پ) را نشانمی دهد. از قسمت زیرین( قسمتی که به آن نور برخورد می کند)، دستگاه بر روی شیشه پوشش دهی شده(FTO) با اکسید قلع آلاییده ‌شده با فلوئور و نیز پوشش دهی شدهبا یک لایه متراکمی ازتیتانیوم اکسید نوع n که به عنوان رابط الکتروسلکتیو عمل می کند قرارمی گیرد. لایه پروسکایت بر روی لایه فشرده و متراکم نوع n و سپس رساننده حفره ای نوع p، 2,29,7,79-تتراکیس(N-N-di- p- متوکسی فنیلامین)- 9,99- اسپیروبیوفلورن( اسپیرو-OMeTAD) رسوب یافته و موجب اطمینان از جمع اوری انتخابی حفره ها در کاتد نقره می شود. با توجه به این که هدف این مطالعه درک و بهینه سازی خواص لایه جاذب پروسکایت رسوب دهی شده با بخار است، تیتانیوم اکسید متراکم و انتقال دهنده حفره اسپیرو- OMeTAD تحت فراوری محلول قرار گرفتند( فرایندی که در سلول های خورشیدی مزوساختار- ابر ساختار معمول است).
در شکل1 ب،الگوی انکسار اشعه ایکس فیلم های CH3NH3PbI3 2 xClxرسوب دهی شده با بخار یا ریخته گری شده با محلول بر روی شیشه با پوشش FTO و تیتانیوم اکسید متراکم مقایسه شده است. پیک های انکسار اصلی، که به ترتیب 110،220 و 330 پیک در °14.12،° 28.44و°43.23می باشند، درموقعیت های مشابه برای هر دو فیلم های ریخته گری شده با محلول و رسوب دهی شده با بخار قرار دارند، این نشان می دهد که هر دو روش تولید پروکسایت هالید ترکیبی مشابه و یکسان با ساختار بلور ارترومبیک کرده است(8). پر واضح است که با نگاهی دقیق به منطقه پیک انکسار(110) در °14.12، یک پیک کوچک در 12.65 ( پیک انکسار(001) برای PbI2) وجود دارد و هیچ گونه پیک قابل اندازه گیری در 15.68( پیک انکسار(110) برای CH3NH3PbCl3) وجود نداردو این نشان دهنده سطوح بالایی از خلوص فازی است. نمودار ساختار بلورین در شکل 1 ت نشان داده شده است. کوچک شدن محور c نشان دهنده تفاوت اصلی بین CH3NH3PbI3 و پروسکایت هالید ترکیبی می باشد. این مطابق با اتم های Clدر پروسکایت هالید ترکیبی می باشد که در نقاط محوری خارج از صفحه PbI4 قرار داشته و نقطه مقابل آن مکان های اکتاهدرال استوایی می باشد که قبلا به طور نظری پیش بینی شده بود(18).

بخشی از مقاله انگلیسی:

Within a solar cell there are many different components with discrete roles and having different tolerances for purity and optoelectronic properties. The hybrid inorganic–organic solar cell concept is ‘material agnostic’ in that it aims to use the optimum material for each individual function. Any material that is easy to process, inexpensive and abundant can be used, with the aim of delivering a high-efficiency solar cell. Hybrid solar cells have been demonstrated in p-conjugated polymer blends containing semiconductor nanocrystals such as CdSe (ref. 12), CuInS2 (ref. 13) and PbS (ref. 14). Dye-sensitized solar cells are hybrid solar cells containing a mesostructured inorganic n-type oxide (such as TiO2) sensitized with an organic or metal complex dye, and infiltrated with an organic p-type hole-conductor4 . Recently, organometal trihalide perovskite absorbers with the general formula (RNH3)BX3 (where R is CnH2n 1 1, X is the halogen I, Br or Cl, and B is Pb or Sn)15, have been used instead of the dye in dye-sensitized solar cells to deliver solid-state solar cells with a power conversion efficiency of over 10% (refs 8, 11, 16). Evolving from the dye-sensitized solar cells, we found that replacing the mesoporous TiO2 with mesoporous Al2O3 resulted in a significant improvement in efficiency, delivering an open-circuit voltage of over 1.1 V in a device which we term a ‘meso-superstructured solar cell’8 . We reason that this observed enhancement in open-circuit voltage is due to confinement of the photo-excited electrons within the perovskite phase, thereby increasing the splitting of the quasi-Fermi levels for electrons and holes under illumination, which is ultimately responsible for generating the open-circuit voltage. Further removal of the thermal sintering of the mesoporous Al2O3 layer, and better optimization of processing, has led to meso-superstructured solar cells with more than 12% efficiency17. In addition, CH3NH3PbI3 2 xClx can operate relatively efficiently as a thin-film absorber in a solution-processed planar heterojunction solar cell configuration, delivering around 5% efficiency when no mesostructure is involved17. This previous work demonstrates that the perovskite absorber is capable of operating in a much simpler planar architecture, but raises the question of whether mesostructure is essential for the highest efficiencies, or whether the thin-film planar heterojunction will lead to a superior technology. Here, as a means of creating uniform flat films of the mixed halide perovskite CH3NH3PbI3 2 xClx, we use dual-source vapour deposition. In Fig. 1 we show an illustration of the vapour-deposition set-up, along with an illustration of a planar heterojunction p–i–n solar cell (see Fig. 1c). From the bottom (the side from which the light is incident), the device is constructed on fluorine-doped tin oxide (FTO)-coated glass, coated with a compact layer of n-type TiO2 that acts as the electronselective contact. The perovskite layer is then deposited on the n-type compact layer,followed by the p-type hole conductor, 2,29,7,79-tetrakis- (N,N-di-p-methoxyphenylamine)9,99-spirobifluorene (spiro-OMeTAD), which ensures the selective collection of holes at the silver cathode. Given that the purpose of this study was to understand and optimize the properties of the vapour-deposited perovskite absorber layer, the compact TiO2 and the spiro-OMeTAD hole transporter were solutionprocessed, as is usual in meso-superstructured solar cells17. In Fig. 1b, we compare the X-ray diffraction pattern of films of CH3NH3PbI3 2 xClx either vapour-deposited or solution-cast onto compact TiO2-coated FTO-coated glass. The main diffraction peaks, assigned to the 110, 220 and 330 peaks at 14.12u, 28.44u and, respectively, 43.23u, are in identical positions for both solution-processed and vapour-deposited films, indicating that both techniques have produced the same mixed-halide perovskite with an orthorhombic crystal structure8 . Notably, looking closely in the region of the (110) diffraction peak at 14.12u, there is only a small signature of a peak at 12.65u (the (001) diffraction peak for PbI2) and no measurable peak at 15.68u (the (110) diffraction peak for CH3NH3PbCl3), indicating a high level of phase purity. A diagram of the crystal structure is shown in Fig. 1d. The main difference between CH3NH3PbI3 and the mixed-halide perovskite presented here is evident in a slight contraction of the c axis. This is consistent with the Cl atoms in the mixed-halide perovskite residing in the apical positions, out of the PbI4 plane, as opposed to in the equatorial octahedral sites, as has been theoretically predicted18. We now make a comparison between the thin-film topology and crosssectional structure of devices fabricated by either vapour deposition or solution processing. The top-view scanning electron microscope (SEM) images in Fig. 2a, b highlight the considerable differences between the film morphologies produced by the two deposition processes. The vapour-deposited films are extremely uniform, with what appear to be crystalline features on the length scale of hundreds of nanometres. In contrast, the solution-processed films appear to coat the substrate only partially, with crystalline ‘platelets’ on the length scale of tens of micrometres. The voids between the crystals in the solution-processed films appear to extend directly to the compact TiO2-coated FTOcoated glass.

مقالات انگلیسی و ترجمه های فارسی رایگان با فرمت PDF آماده دانلود رایگان میباشند

همچنین ترجمه مقاله با فرمت ورد نیز قابل خریداری و دانلود میباشد

مقاله انگلیسی رایگان (PDF)

ترجمه فارسی رایگان (PDF)

خرید ترجمه با فرمت ورد

فهرست مقاله:

چکیده
1. مقدمه
2. شبیه سازی
3. نتایج و بحث
3.1. بهینه سازی ساختار جلو
3.1.1. اثر غلظت دوپینگ امیتر (Ne) a-Si:H(n)
3.1.2. نفوذ ضخامت لایه ذاتی a-Si:H
3.1.3. نفوذ اتصال جلویی TCO/a-Si:H(n)
3.2. بهینه سازی ساختار پشت
3.2.1.تاثیر غلظت دوپینگ a-Si:H(p+) (NB)
3.2.2. تاثیر اتصال پشتی a-Si:H(p+)/TCO
4. نتیجه گیری

بخشی از ترجمه فارسی مقاله:

1. مقدمه
بر اساس یک جذب کننده سیلیکون نوع n Czochralski، SANYO Ltd، یک سلول خورشیدی ناهمگون سیلیکون به نام پیوند ناهمگون با لایه نازک ذاتی (HIT) با راندمان بیش از 20٪ را توسعه داده است [1]. ساخت HIT شامل رسوب لایه های سیلیکن بی نظم نازک هیدروژنه (a-Si:H) در هر دو طرف یک ویفر بلوری سیلیکون (c-Si) با کیفیت بالا با رسوب بخار شیمیایی پلاسما-ارتقا یافته می شود. این فرآیند می تواند رویینگی سطح عالی و تشکیل اتصال P-N را به طور همزمان تحقق بخشد. درجه حرارت پردازش کم (C° 200<) مانع از تخریب ویژگی های حجمی زیرلایه می شود که معمولاً در فرآیندهای درجه حرارت بالا مشاهده می شود. علاوه بر این، در مقایسه با سلول های خورشیدی منتشر شده معمولی، سلول های خورشیدی HIT دارای ضریب دمای بهتر و ولتاژ مدار باز بالاتر [2-4] می شوند. به این دلایل، سلول های خورشیدی HIT به طور گسترده بررسی شده اند.
اگر چه طرح اصلی SANYO از زیرلایه نوع n به عنوان جاذب سلول خورشیدی HIT استفاده نمود، ، به دلیل محبوبیت آن در صنعت فتوولتائیک، تحقیقات فعلی روی توسعه سلول خورشیدی HIT در یک زیرلایه نوع p تمرکز نموده است [5-7]. با این حال، عملکرد ضعیف تری برای دستگاه های ساخته روی c-Si(p) در مقایسه با دستگاه های ساخته روی c-Si(n) مشاهده شد. با توجه به باند ظرفیت بزرگ جبران [8،9] این به اثر میدان سطح پشت (BSF) ضعیف در c-Si(p)/a-Si:H(p+) نسبت داده شد. به تازگی، NREL یک عملکرد مناسب و معقول HIT را روی c-Si(p) با استفاده از a-Si:H(p+) BSF [10] به دست آوردند که نشان می دهد تحقیقات بیشتری برای درک کامل عوامل موثر بر عملکرد سلول خورشیدی HIT مبتنی بر-c-Si(p) لازم است، اگر چه چنین کارهایی تا حد زیادی [11،12] انجام شده است.

بخشی از مقاله انگلیسی:

1. Introduction

Based on an n-type Czochralski silicon textured absorber, SANYO Ltd. has developed a silicon heterojunction solar cell called heterojunction with intrinsic thin layer (HIT) with an efficiency over 20% [1]. Fabrication of HIT involves depositing thin hydrogenated amorphous silicon (a-Si:H) layers on both sides of a high-quality crystalline silicon (c-Si) wafer by plasma-enhanced chemical vapour deposition. This process can realize excellent surface passivation and p–n junction formation simultaneously. The low processing temperature (o200 1C) prevents the bulk property degradation of the substrate that is usually observed in high-temperature processes. Further, compared with the conventional diffused solar cells, HIT solar cells have a better temperature coefficient and a higher open-circuit voltage (VOC) [2–4]. For these reasons, HIT solar cells have been extensively investigated. Although SANYO’s original design used an n-type substrate as the absorber for the HIT solar cell, current researches concentrate on developing the HIT solar cell on a p-type substrate, because of its popularity in the photovoltaic industry [5–7]. However, inferior performance was observed for devices fabricated on c-Si(p) as compared with those on c-Si(n). This was once attributed to the poor back surface field (BSF) effect at the c-Si(p)/a-Si:H(p+) interface due to the large valence band offset there [8,9]. Recently, NREL obtained a decent HIT performance on c-Si(p) utilizing the a-Si:H(p+) BSF [10], which suggests that a further investigation is necessary to fully understand the factors that affect the performance of the c-Si(p)-based HIT solar cell, although such work has been carried out to some extent [11,12].