مبتدی (مناسب برای درک مفهوم کلی مطلب) 

2.3. ویژگی‌ای لیزر تابی
نمونه‌ها برای ویژگی‌های لیزر تابی به‌صورت معکوس توسط فرکانس دو برابر شده لیزر پالس دهی شده و کلید دهی شده Q، تحریک نوری شدند. این لیزر پالس دهی شد ه، پمپاژ پالسی به‌اندازه 10 nm و نرخ تکرار 10 Hz و طول‌موج تحریک 532nm فراهم می‌کند (صنایع اوپتوالکترونیک جدید) که در شکل 1c نشان داده‌شده است. سیگنال لیزر تابی خروجی توسط طیف‌سنج توری همراه با فیلتر جمع‌آوری‌شده است. این طیف‌سنج محدودیت وضوحی به‌اندازه 0.23nm داشته است. انرژی تحریک توسط شکاف پرتو قطبی نشده (BS) و با هدایت بخشی از انرژی رخداد به انرژی سنج نظارت‌شده است. این کار به‌صورت به لحظه بوده است. پمپاژ پرتو لیزر، بسط داده و میزان شد و تنها بخش مرکزی انتخاب گردید تا پمپاژ متحدالشکل تضمین شود. در ادامه، پرتو تحریک توسط لنزهای لوله‌ای مجدداً شکل‌دهی می‌شوند تا با توجه به نمونه نورمال، پرتو تحریکی با زاویه 0 و ابعاد 3mm در 1mm ایجاد گردد. علاوه بر این، قطبی ساز برای تنظیم قطبیت رخداد مورداستفاده قرارگرفته است. تضعیف‌کننده نوری متغیر برای تنظیم انرژی پمپ شده مورداستفاده قرارگرفته است تا شدت انتشار خروجی را به‌عنوان تابعی از انرژی تحریک موردبررسی قرار دهد.

3. نتایج و مباحثه
3.1. ویژگی‌های اسپکتروسکوپی
طیف خالص فیلم، مشخصات اصلی ساختار الکترونیکی و ارتعاشی در ماده ارگانیک را نشان می‌دهد. محیط فعال را می‌توان توسط فهم ساختار الکترونیکی و الکترونیکی به‌خوبی مورداستفاده قرارداد. به‌طورکلی، طول‌موج لیزر تحریک باید با بیشترین طول‌موج جذب تطابق داشته باشد تا به صورتی مؤثر به معکوس جمعیت دستیابی شود. علاوه بر این، حالات حفره باید در طیف بهره در محیط فعال برای عملیات انتشار لیزر تابی و بر اساس قوانین لیزر مشمول شود. علاوه بر این، حالت لیزر تابی باید در موقعیتی بهینه شود که محیط فعال برای عملیاتی با آستانه پایین به‌صورت سامانه‌ای چهار سطحی است. شکل 2 مشخصات اسپکتروسکوپی در فیلم MEH-PPV محیط فعال و رنگ لیزر DCM را نشان می‌دهد. طیف جذب در فیلم MEH-PPV با پوشش اسپین و رنگ لیزر DCM توسط طیف‌سنج UV-VIS-NIR,UV-3101PC انجام‌گرفته است. رنگ لیزر DCM برای ویژگی‌های اسپکتروگرافی، با نرخ وزن 0.5% در DPHPA/NVP تخدیر شده و در ادامه توسط اقدام مویرگی به داخل سلولی شیشه‌ای تزریق‌شده است. طیف فوتولومینسانس توسط طیف‌سنج F-7000FL اندازه‌گیری شده و طول‌موج‌های تحریک در ابعاد 500nm و 480nm انتخاب‌شده‌اند تا به ترتیب با قله جذب در MEH-PPV و DCM تطابق داشته باشند. طیف گسترده جذب نشان‌دهنده تک قله‌ای است که در باند طیفی مرئی برای MEH-PPV و DCM به ترتیب در 500.8nm و 480nm قرار دارد و جذب در این موقعیت بیشینه است. پهنای کامل در نصف مقادیر بیشینه (FWHM) در طیف جذب برای DCM و MEH-PPV به ترتیب 90nm و 120nm هستند. طیف جذب تصدیق می‌کند که جذب برای هر دو محیط فعال درزمانی که در 532nm به نمونه پرتو پمپاژ می‌شود، کافی است. قله‌های طیف PL نشان‌دهنده ساختاری ارتعاشی و الکترونیکی هستند، پهنای انتشار 0-0 و 0-1. نشان‌دهنده انتقال از کف حالت تحریک منفرد به کف حالت اصلی است. این موضوع متناظر با سیستم سه سطحی است. نشان‌دهنده انتقال از کف حالت تحریک منفرد به اولین سطح ارتعاشی از حالت اصلی است. مولکول‌ها در ادامه از طریق آرامش حرارتی به کف حالت اصلی می‌رسند. این موضوع متناظر با سیستم چهار سطحی است. قله‌های و در طیف PL برای DCM و MEH-PPV به ترتیب مراکزی در 590nm و 634nm دارند. درنتیجه، جابه‌جایی بزرگ استوک‌ها (محدوده طیفی بین قله جذب و قله فلوئورسنس) در DCM و MEH-PPV، انتشارات فلوئورسنس خود را از جذب جابه‌جا می‌کنند و آن‌ها را گزینه‌های خوبی برای استفاده در محیط فعال قرار می‌دهند.

3.2. مکانیسم لیزر HPDLC DFB
طبق تئوری موج جفت شده در مورد لیزر DFB، طول‌موج لیزر تابی در خلأ از لیزر HPDLC DFB را می‌توان به‌صورت معادله زیر نشان داد که در آن برابر با شاخص انکسار مؤثر در حالت لیزر تابی، برابر با تناوب توری HPDLC و m برابر با ترتیب انکسار است. معادله 2 نشان می‌دهد که تناوب توری HPDLC و ترتیب انکسار را می‌توان تغییر داد تا طول‌موج متغیر لیزر تابی از لیزر HPDLC DFB انتخاب شود. قابلیت تنظیم را می‌توان برای ترتیب انکسار ثابت از طریق تناوب‌های متغیر توری به دست آورد. محدوده قابل تنظیم برابر با طیف بهره‌ای است که لیزر تابی در آن کار می‌کند.
میدان نور درزمانی که در فرایند تحریک برای لیزر تابی HPDLC DFB از میان پیکربندی راهنمای موج لایه شیشه/فیلم meh-ppv/توری HPDLC عبور می‌کند، تقویت می‌شود. شاخص انکسار در فیلم MEH-PPV بالاتر از فیلم توری HPDLC و لایه شیشه است به‌طوری‌که میدان نور اساساً در فیلم MEH-PPV محدود می‌شود. این موضوع در شکل 1b نشان داده‌شده است. علاوه بر این، میدان نور ناپایدار در توری HPDLC حرکت می‌کند و با استفاده از جابه‌جایی گوس-هائنچن مسافتی را طی می‌کند. (جابه‌جایی گوس – هائنچمن در زمان انعکاس داخلی کلی رخ می‌دهد. زمانی که انعکاس داخلی کلی رخ دهد، موج نوری رخداد از محیط شاخص انکسار بالا در محدوده محیط به محیط شاخص انکسار پایین در عمق یک جابه‌جا می‌شود. هیچ انتقال توانی به محیط شاخص انکسار پایین رخ نمی‌دهد. فاصله بین ورودی و خروج موج نوری رخداد در حدود نصف یک است. این مقدار همان جابه‌جایی گوس- هائنچمن است) . درنتیجه، میدان نوری توسط توری HPDLC گزینش و فشرده می‌شود. در ادامه، میدان نوری ناپایدار مجدداً به فیلم MEH-PPV بازمی‌گردد. بنابراین، میدان نوری توسط فیلم MEH-PPV بیشتر تقویت می‌شود و توسط توری HPDLC بیشتر فشرده می‌گردد. در چنین فرایندی، بازخورد مثبت ایجادشده و لیزر درنهایت کار می‌کند. این موضوع در شکل 1b نشان داده‌شده است.
شکل 3 مشخصات لیزر تابی در ترتیب 9ام لیزر HPDLC DFB را نشان می‌دهد. تناوب توری 1.72 میکرومتر در نظر گرفته‌شده است تا ترتیب 9 ام لیزر HPDLC DFB به دست آید. عرض مسیر در فلوئورسنس در MEH-PPV باانرژی تحریک تا آستانه لیزر تابی کاهش پیدا می‌کند. همان‌طور که در شکل 3A نشان داده‌شده، طول‌موج مرکزی در انتشار لیزر تابی برابر با 611.9 نانومتر بوده و عرض کامل آن برابر با نصف مقدار بیشینه و 0.64 نانومتر است. همان‌طور که در شکل 2 نشان داده‌شده، این طیف در مقایسه با طیف فلوئورسنت به‌شدت فشرده‌شده است، این موضوع فشرده‌سازی و گزینش ایدئال طیفی در توری HPDLC را نشان می‌دهد. مؤلفه کیفیت به بزرگی 956 است. تک قله و مؤلفه کیفیت، لیزر تابی و عملیات حالت طولی منفرد خوبی را تصدیق می‌کنند. شاخص انکسار مؤثر در حالت لیزر تابی 611.9nm برابر با 1.60 است. یک‌قطبی ساز پیش از سیستم شناساگر قرار داده‌شده تا قطبی‌سازی در پرتوهای انتشار را موردبررسی قرار دهد. شدت انتشار به‌صورت تابعی از زاویه دوران محور قطبی ساز در شکل 3b نشان داده‌شده است. نقاط مربعی تجربی بوده و خط ممتد کسینوسم تناسب با داده تجربی است. میزان قطبی‌سازی به بزرگی 99% است. این موضوع مشخصات قطبی‌سازی-s عالی در پرتوهای انتشار را مورد تأیید قرار می‌دهد.

3.3. لیزر تابی سه طول‌موج از لیزر HPDLC DFB با تخدیر رنگ
انتشار لیزر تابی چند طول‌موجی درزمانی عمل می‌کند که حالات حفره در طیف بهره وجود داشته باشد. اثبات‌شده که DCM طیف فلوئورسنت وسیعی دارد. این موضوع در شکل 2 نشان داده‌شده است. علاوه بر این، انتشار لیزر تابی گزارش‌شده برای DCM با تناوب‌های مختلف توری HPDLC به‌عنوان حفره نوسانی از 574 تا 685 نانومتر بوده است. بنابراین، انتشار لیزر تابی دو طول‌موج بین دو ترتیب انکسار مجاور هم عمل می‌کند. این اتفاق درزمانی رخ می‌دهد که طبق معادله 2 دو حالت حفره در طیف بهره در رنگ لیزر DCM وجود داشته باشد. در کار قبلی، گزارش داده‌شده که انتشار لیزر تابی برای MEH-PPV محدوده‌ای از 590 تا 657 نانومتر دارد، درنتیجه لیزر تابی دو طول‌موج نمی‌تواند در این مطالعه عمل کند. لیزر HPDLC DFB با تخدیر رنگ DCM با تناوب توری گزینش‌شده به‌اندازه 1.72 میکرومتر ایجادشده است تا انتشار لیزر تابی سه طول‌موج حاصل شود. شکل 5a طیف لیزر تابی در لیزر HPDLC DFB با تخدیر رنگ را نشان می‌دهد. انتشار لیزر تابی با استفاده از مکانیسم بازخورد توزیع‌شده برای هر دو محیط فعال MEH-PPV و DCM از مرز نمونه در یک‌زمان جمع‌آوری‌شده است. انتشار لیزر تابی، مرکزی در 605.0 و 611.9 و 677.1 نانومتر دارد که در شکل 5a نشان داده‌شده است. طیف لیزر تابی خوب، نشان‌دهنده اتکاپذیری در لیزر HPDLC DFB سه طول‌موج است. لیزر تابی 605.0 و 677.1 نانومتر از DCM دریافت شده و تأیید می‌کند که این تئوری منطقی است. لیزر تابی 611.9 از MEH-PPV دریافت شده که تأیید می‌کند لیزر تابی از DCM و MEH-PPV به‌صورت مستقل پخش می‌شوند. علاوه بر این، ترتیب انکسار برای لیزر تابی 605 و 611.9 و 677.1 به ترتیب 9 و 9 و 8 ام است. شاخص انکسار مؤثر در لیزر تابی 605 و 611.9 و 677.1 به ترتیب 1.58 و 1.60 و 1.572 است. شکل 5b استقلال شدت انتشار خروجی تا انرژی تحریک در لیزر سه طول‌موج را نشان می‌دهد. شدت لیزر تابی باانرژی تحریک، تا آستانه به‌آرامی بالا می‌رود. آستانه لیزر تابی برای لیزر تابی 605.0 و 611.9 و 677.1 به ترتیب 11.8 و 12.6 و 14.8 میکرو ژول بر پالس است. آستانه لیزر تابی برای لیزر تابی 677.1 بیشتر از لیزر تابی 605 است چون بهره شبکه در مرز بهره به‌شدت کاهش پیدا می‌کند. این اتفاق حتی اگر در ترتیب انکسار پایین‌تر کار کند هم رخ می‌دهد. بهره شبکه برای لیزر تابی 611.9 کوچک‌تر از لیزر تابی 605 و ازاین‌رو مقدار آستانه بالاتر است.

3.4. مشخصات تنظیم برای لیزر تابی سه طول‌موج توسط بالا بردن دما
لیزر تابی با توجه به لایه LC نماتیک مثبت در توری هالوگرافی HPDLC، توسط دمای عملیاتی مختلفی تنظیم می‌شود. درزمانی که دما تغییر می‌کند، پیکربندی مولکولی از حالت فاز نماتیک به فاز ایزوتروپیک تبدیل می‌شود (انتقال N-I). دمای انتقال N-I برای LC TEB-30A به‌کاربرده شده در این مطالعه برابر با 61.3 است. نمونه در طول پمپاژ نوری در تماس کامل با صفحه داغ بوده و دمای نمونه توسط ترموستاتی بین 20 تا 70 درجه کنترل‌شده است. شکل 6 مشخصات تنظیم برای لیزر HPDLC DFB با لیزر تابی سه طول‌موج توسط افزایش دما را نشان می‌دهد. قله‌های باریک در هر طول‌موج لیزر تابی دیده می‌شود. این موضوع نشان‌دهنده این است که فعالیت لیزر حفظ می‌شود. مرکز طول‌موج توسط دما به محدوده بالاتری از انرژی جابه‌جا می‌شود. دلیل چنین اتفاقی این است که شاخص انکسار میانگین در LC با دما کاهش پیدا می‌کند و این موضوع بنا بر معادله 2 منجر به کاهش در شاخص انکسار مؤثر حالت می‌شود. طول‌موج مرکز برای لیزر تابی 605.0، درزمانی که دما از 20 به 70 افزایش پیدا کند، به 596.5 جابه‌جا می‌شود. این اتفاق متناظر با 8.5 نانومتر جابه‌جایی آبی است. در دیگر لیزر تابی از DCM، مرکز طول‌موج درزمانی که دما از 20 به 70 افزایش پیدا کند، از 677.1 به 669.5 جابه‌جا می‌شود. این موضوع متناظر با 7.6 نانومتر جابه‌جایی آبی است. در مورد لیزر تابی از MEH-PPV، در زمان افزایش دما از 20 به 70، مرکز طول‌موج از 611.9 به 603.0 نانومتر جابه‌جا می‌شود. این موضوع متناظر با 8.9 نانومتر جابه‌جایی آبی است که در شکل 6a نشان داده‌شده است. به عبارتی، محدوده تنظیمات وابسته به دما برای لیزر HPDLC DFB با تخدیر رنگ و سه طول‌موج برابر با 8nm است. شکل 6b وابستگی آستانه لیزر تابی در حال کار به دمای عملیات را نشان می‌دهد. آستانه لیزر تابی برای لیزر تابی، درزمانی که دما از 20 به 70 افزایش داشته باشد، از 11.8 به 14.9 میکرو ژول بر پالس افزایش پیدا می‌کند. در دیگر لیزر تابی از DCM، آستانه لیزر تابی درزمانی که دما از 20 به 70 افزایش پیدا کند، از 14.8 به 19.4 میکرو ژول بر پالس افزایش می‌یابد. در لیزر تابی از MEH-PPV، آستانه لیزر تابی درزمانی که دما از 20 به 70 درجه افزایش پیدا کند، از 12.6 به 15.3 میکرو ژول بر پالس افزایش می‌یابد. دلیل چنین افزایشی در آستانه لیزر تابی این است که طبق تئوری موج متصل شده، اتصال با افزایش دما کاهش پیدا می‌کند. دستگاه لیزر با مشخصات سبک‌وزنی، هوشمندی، مقرون‌به‌صرفگی و بهره‌گیری از تولید هالوگرافی تک‌مرحله‌ای، عملیات با سه طول‌موج و قابلیت تنظیم میزان وابستگی به دما در حوزه‌های سنجش و طیف‌سنجی نویدبخش است.

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.

مبتدی (مناسب برای درک مفهوم کلی مطلب) 

یکی از اولین پاسخ ها به اثرات محدود کردن در نانوسیم ها اینست که شکاف باند با توجه به شکاف باند حجیم بزرگ می شود، تأثیر جدیدی که انتقال از یک شکاف باند غیرمستقیم حجیم به گونه مستقیم نانوسیم می باشد همانطور که در زیر توضیح خواهیم داد. در شکل 2 ما زیر باند رسانش (CBM) را برای چهار نانوسیم GaP که در طول جهت [111] با قطرهای مختلف قرار دارد، درحالیکه مرجع برای باند والانش بالا (VBM) در صفر نگه داشته شد. خط نقطه چین پشتی نتیجه CBM حجیم است. به منظور تضمین اینکه شکافهای باند کاهش یافته بدست آمده در محاسبات DFT استاندارد بر انرژی های پراکندگی اثر نمی گذارد، نتایج ارائه شده در این شکل با استفاده از طرحواره GGA-SIC بدست آمد، همانطور که در بخش II توصیف شد، صحیح تر اینست که شکافهای باند را محاسبه کنیم. پراکندگی های انرژی برای محاسبات درحالیکه هیچ خودواکنشی در کار نیست خیلی مشابه آنهایی است که در شکل 2 ارائه شدند تنها شکاف باندهایی کاهش داده می شوند همانطور که با نتایج به دست آمده با استفاده از طرحواره SIC مقایسه شدند.
از روی شکل 2 گفتیم که برای نوع حجیم، همانطور که انتظار داشتیم، بخشی از T-L و باندهای T-L دارای انرژی پایین تری نسبت به نقطه T هستند. از سوی دیگر برای نانوسیم هایی که در طول جهت [111] قرار دارند T-L’ و T-X’ همیشه در انرژی بالاتر از نقطه T هستند. برای نانوسیم ها با جهت [111] نقطه L’ سه مرتبه کوتاهتر از نقطه L اولین منطقه بریلوئین حجیم است (از آنجا که قدرمطلق محور دوسویه کوچکتر نانوسیم در طول جهت Z2است در حالیکه جهت [111]حجم این قدر مطلق a است). نقطه X’ از نانوسیم همچنین به این اولین منطقه بریلوئین حجیم تعلق ندارد، بلکه در طول صفحه xy به شدت محدود شده (که در آن خم شدن بستگی به قطر نانوسیم دارد) و در طول جهت z خم می شود. در این راه پراکندگی تقریبا متقارن در شکل 2 مشاهده شده بخاطر پراکندگی به خاطر پراکندگی عمدتاتوسط خم شدن در طول T-L’ (یا جهت z) هدایت شده است. برای تمام نانوسیم های قرارگرفته در طول جهت [111] در اینجا مطالعه شد شکاف باند مستقیم است، و تفاوت شکاف باند انرژی بین گونه مستقیم و غیرمستقیم از تابع ساده قطر نانوسیم پیروی نمی کند. بنابراین، ما نمی توانیم دقیقا پیش بینی کنیم که برای کدام قطر انتقال به گونه غیرمستقیم اتفاق خواهد افتاد زیرا در فاز حجم است، ولی با یک پیش بینی خطی ساده ما مشاهده می کنیم که این انتقال برای قطرهایی بزرگتر از 4 نانومتر روی خواهد داد.

اگر نانوسیم GaPدر طول جهت [110] قرار گرفته باشد شکاف باند انرژی همیشه غیرمستقیم است. همچنانکه از شکل 3 می توانیم ببینیم، L’ و X’ خم شده همیشه در سطح انرژی پایین تر از نقطه T هستند. به خاطر خمش ها هر دوی نقاط L’ و X’ به یک اندازه انرژی دارند. همچنین مشاهده می کنیم که در طول محور نانوسیم (جهت [110] یا T-K’) همچنانکه در مجموعه شکل 3 نشان داده شده است، شکافهای باند نانوسیم نیز غیرمستقیم هستند.
همچنانکه پیش تر گزارش کردیم نانوسیم های غیراثرناپذیر، به خاطر باندهای معلق غیراشباع سطح، سطوح انرژی را درون شکاف باند نشان می دهند. به منظور درک اثرات ساختار الکترونیک، به ویژه در شکاف مستقیم / غیرمستقیم انتقال، به مطالعه ویژگیهای اکسید بیرونی روی سطح نانوسیم GaP با جهت گیری [111]می پردازیم. ما از یک نانوسیم کاملا غیرفعال شده با هیدروژن (سیم ایده آل بدون پیوندهای معلق) شروع می کنیم، سپس شروع به تغییر اتمهای H با Oکردیم. با فرض اینکه منبعی از مولکولهای O2و H2داریم، می توانیم انرژی تشکیل را برای هر اتم اکسیژن اضافی با محاسبه تعداد m از کسیژن های اتم بدست آوریم که از ذخیره O2 گرفته شده و تعداد n از هیدروژن های اتمی که از سطح نانوسیم به ذخیره H2برده شده به دست می آوریم.

در حالیکه انرژی کل نانوسیم … می باشد، که m اکسیژنهایی هستند که اضافه شده اند و n هیدروژنهایی هستند که برداشته شده اند. Enw کل انرژی نانوسیم غیرفعال شده هیدروژنی و Oµ و Hμ به ترتیب پتانسیل های شیمیایی اکسیژن و هیدروژن اتمی هستند. این پتانسیل های شیمیایی به ترتیببه عنوان انرژی که اتم از ذخیره مولکولهای O2و H2می گیرد محاسبه شده اند. اگر E[O2]و E[H2] انرژی های حالتهای پایه مولکولهای O2و H2باشند، … و … به ترتیب پتانسیل های شیمیایی می باشند. حالت پایه برای مولکول O2حالت سه تایی چرخشی است. ما انرژی تشکیل را برای اتم O در سطح نانوسیم GaP با جهت گیری [111] محاسبه می کنیم. نتایج در جدول 1 خلاصه شده اند. اگرچه اغلب این انرژی های تشکیل به ازای هر اتم O جذب شده منفی می باشند، انتظار یک فرآیند اکسیداسیون شیمیاییدر نانوسیم های GaP نمی رود. یعنی از آنجاکه انرژی پیوندی محاسبه شده به ازای هر اتم برای مولکول O2، eV 2.93 – است. بنابراین اکسیداسیون تنها در دماهای بالا می تواند روی دهد. به طور تجربی مشاهده شده است که اکسیداسیون نانوکریستالهای GaP برای دماهای بالاتر از 400 درجه سانتی گراد رخ می دهد، و می دانیم که برای GaP حجیم، اکسیداسیون کامل شده برای دماهای بالاتر از 800 درجه سانتی گراد روی می دهند. همچنانکه انرژی های تشکیل محاسبه شده ما ما برای اکسیژن ها از نانوسیم های غیرفعال شده هیدروژن شروع می شود، انتظار می رود که اکسیداسیون نانوسیم های GaP غیرواکنش ناپذیر انرژی های تشکیل پایین تری را نشان می دهد.
همچنین جالب است مشاهده کنیم از این انرژی های تشکیل در مقایسه باآنهایی که برای نانوسیم های InP بدست آمد کوچکتر هستند. بنابراین اکسیداسیون در نانوسیم های InP راحت از نانوسیم های GaP روی می دهد.
طول پیوند (b)اکسیژن ها زمانیکه روی سطح نانوسیم های GaP جذب می شوند سه پیوند خانوادگی را نشان می دهند: (i)پیوند تک Ga – O ،Ab ~ 1.9؛ (ii) پیوند تک P – O ، Ab ~ 1.5 ؛ پیوند مضاعف Ga = O ، Ab ~ 1.7 . طول پیوند تک Ga – O در طیف فاز BGa2O3 محاسبه شده ما ، 1.87 Å–2.11 Å می باشد. و طول پیوند P – O نزدیک به طول پیوند متوسط گروه PO4، 1.54 Å است. ساختار برای بیشتر اتمهای O روی سطح نانوسیم GaP بعدا بحث خواهد شد.
بعد، سع یم کینم اثرات ساختار الکترونی نانوسیم GaP با جهت [111] را به خاطر لایه سرپوش اکسید بدست آوریم (شکل 4). به منظور درک مرحله به مرحله اینکه اکسید چطور به سطح نانوسیم GaP متصل می شود، یکی یکی تعداد اتمهای کسیژن و گالیوم را روی سطح نانوسیم GaP اضافه می کنیم، و انرژی همچسبی و ساختار الکترونی را محاسبه می کنیم. انرژی همچسبی همچنانکه تفاوت انرژی بین گونه های اتمی تغییر می کند محاسبه شده است (مجموع انرژی های اتمی Ga ، P و O به تنهایی) و نانوسیم GaP با m اکسیژن جذب شده روی سطح. همانطورکه از شکل 5 می بینیم این سیستم همچنانکه تعداد اکسیژنها m افزایش می یابد باثبات تر می شود، و به ارزشی حدود eV 3.4 می رسد.

برای فاز کریستال B فرد می تواند زوایای پیوند را به دو طبق برای هرگونه تقسیم کند. O – Ga1 – O : 118 – 108 درجه، O – GaII – O : 103 – 81 درجه، Ga – O – Ga (چهاروجهی) : 123 – 112 درجه و Ga – O – Ga(هشت وجهی): 103 – 94 درجه. ساختار لایه اکسید گالیوم استوکیومتری Ga2O3را حفظ می کند، ولی فاز B کریتاللی نیت، زیرا زوایای پیوند تقریبا به طور پیوسته از 88 درجه تا 135 درجه برای Ga – O – Ga و 81 تا 124 درجه برای O – Ga – O متغیر استطول پیوند Ga – O برای لایه اکسید نیز تقریبا به فاز کریستال B نزدیک است. ما ساختار کریستالیGa2O3–B را محاسبه کرده، پنج خانواده طول پیوند که از Å 1.87تا Å 2.11 متغیر بود، که از دو نوع اتم Ga و سه نوع اتم O می آید، که در راستای کار سلار است. برای لایه سرپوش اکسید ما دهها طول پیوند مختلف را به دست می آوریم که از Å 1.81 تا Å 2.13 متغیر بود. بنابراین، آنچه بر روی سطح نانوسیم شکل می گیرد یک ساختار اکسید غیربلوری نزدیک به اتمهای O و Ga که به ترتیب مختصات چهارتایی و شش تایی از ساختار کریستالی Ga2O3– B می باشد. این نتیجه در راستای آزمایشات به دست آمده از لایه های اکسید Ga2O3بیرونی چندکریستالی یا غیربلوری می باشد.
اکنون به ساختار الکترونی برمی گردیم زمانی که اکسیژن های اتمی روی سطح نانوسیم GaP جذب می شوند. همچنین می خواهیم تأثیر یک لایه سرپوش اکسید را بر روی ساختار الکترونی نانوسیم های GaP با جهت [111] درک کنیم. حضور اتمهای O بر روی سطح نانوسیم GaP سطوح اشغال شده یا خالی درون شکاف باند را معرفی می کند. زمانیکه O با دو اتم Ga، یا بین یک اتم Ga و یک اتم P پیوند برقرار می کند یا پیوند یگانه یا دوگانه با اتمهای P برقرار می کند سطوح اشغال نشده درون شکاف باند نانوسیم را معرفی می کند. در غیراینصورت زمانیکه O پیوند یگانه یا دوگانه با اتمهای Ga برقرار می کند، یک سطح اشغال شده در شکاف باند پدیدار می گردد. این سطح عدم خلوص O شدیدا برای تمام سیستم های شرح داده شده در بالا محدود می شود. از طریق افزایش تعداد اتمهای O بر روی سطح نانوسیم GaPبا جهت [111]، که سیستم را باثبات تر می کند، سطوح اکسیژن به سمت باند والانس (برای سطوح اشغال شده) یا به سمت باند رسانش (برای سطوح اشغال نشده) حرکت می کنند.

مبتدی (مناسب برای درک مفهوم کلی مطلب) 

3. نرخ پراکندگی غیر خطی
توصیف دینامیک لیزرهای نقطه کوانتوم در InAs/GaAs نیاز به گنجاندن تعامل بین حالت های گسسته در نقاط کوانتوم محلی و حالت های الکترون ها و حفره های پیوسته در بالاترین سطح انرژی به همراه لایه خمیری دارد. از آنجا که علاقه مند در تحقیقات رژیم لیزر هستیم، برای مثال تراکم حامل لایه خمیری خیلی بالا می باشد، دینامیک جذب شده توسط ساختار لایه خمیری-نقطه کوانتوم زیر نظر قانون پراکندگی غیر محلی کولون می باشد [24، 32-28].
میزان پراکندگی کولون برای الکترون و حفره جذب شده از لایه خمیری به نقطه کوانتوم و بالعکس بصورت میکروسکوپی همانند تابع تراکم لایه خمیری الکترون و حفره we و wh محاسبه می شود. سهم کولون بصورت مرتبه دوم درنظر گرفته می شود [33،34].

شکل 1a و 1b طرح نقطه کوانتومی-لایه خمیری را نشان می دهد که شامل فرایند ذوب الکترون ها و حفره ها می-باشد [25]. پایستگی انرژی نیازمند آن است که اگر یک الکترون از لایه خمیری به نقطه کوانتوم رسید، به دنبال آن یک پراکندگی الکترون ( سمت چپ شکل 1a) و یا یک حفره ( سمت راست شکل 1a) در داخل لایه خمیری به سطح انرژی بالاتری برسد. این نتایج منجر به جذب الکترون از دو طریق می شود: یک الکترون-الکترون خالص و فرایند ترکیبی الکترون-حفره. دینامیک جذب حفره ها همانند شکل 1b است.
نرخ پراکندگی برای فرایند جذب ترکیبی ( الکترون-حفره، سمت راست شکل 1a) بستگی به تراکم حامل لایه خمیری we و wh دارد. برای کاهش زمان محاسبات فرض می شود که we و wh دینامیک یکسانی دارند [23]. سپس ما می‌توانیم فرض کنیم که می باشد که gc یک مقدار برای برقراری رابطه بین we و wh است[23]. شکل 1c اهمیت فرایند ترکیبی برای پراکندگی داخلی الکترون را نشان می دهد. مقدار ماکزیمم را در یک دجه بالاتر از تراکم حامل لایه خمیری را نشان می دهد. بعدی می تواند به پراکندگی خالص الکترون-الکترون نسبت داده شود که پراکندگی مخلوط منجر به حداکثر انتظار از می شود. این به خاطر تراکم بالای حفره در لایه خمیری wh است که مسئول افزایش سریعتر احتمال پراکندگی حفره در لایه خمیری می باشد. برای دینامیک پراکندگی داخلی حفره ها، شرکت در فرایند ترکیبی بسیار کمتر می شود، شکل 1d. برای فرایند پراکندگی خارجی، سهم ترکیبی تاثیر بیشتر و بزرگتری در ارتفاع نرخ پراکندگی دارد، اما در شکل کیفی نقش کمتری دارد.
شکل 2 نرخ پراکندگی کولون برای فرایند جذب حفره و الکترون به عنوان یک تابع از متبوع تراکم حفره و الکتون در لایه خمیری با رنج gcهای مختلف را نشان می دهد. برای wbهای کوچک، نرخ پراکندگی داخلی و خارجی با افزایش تراکم حامل ها افزایش می یابند، از آنجا که شرکای پراکندگی بیشتری موجود است. با توجه به اصل طرد پائولی، احتمال برای پراکندگی خارجی در تراکم لایه خمیری بالا کاهش می یابد. در نتیجه نرخ پراکندگی خارجی نقطه ماکزیمم تیزی (شکل 2 سمت راست) به سبب جرم موثر بزرگتر جمعیت لایه خمیری با فرایند حفره-های آرام تر از الکترون دارد. بنابراین، اثر اصل طرد پائولی باعث می شود که الکترون سریعتر تاثیر بگذارد که منجر به کاهش سریعتر می شود. نرخ پراکندگی داخلی متناسب با دو حالت لایه خمیری می باشد (رابطه 8 ). از این رو آن ها در تراکم حامل بالای لایه خمیری که پراکندگی خارجی به علت اصل پائولی مسدود شده است، به عنوان گروه غالب و برتر می باشد ( ستون سمت چپ شکل 2 را ببینید). به سبب جمعیت بیشتر الکترون سریعتر از افزایش می یابد. در wb خیلی بالا، حتی پراکندگی داخلی نیز کاهش می یابد، زیرا حالت های لایه خمیری به سطحی رسیده اند که احتمال فرایند پراکندگی آن کاهش می یابد ( فلش های قرمز در شکل 1a و1b). در شکل 2 نرخ های پراکندگی برای نسبت های مختلف بین we و wh رسم شده است تا تاثیر ضریب gc را نشان دهد. همانطور که از بحث بالا انتظار می رفت، شدیدترین تغییر در زمانی ظاهر می شود که بیشترین مشارکت فرایندهای ترکیبی اتفاق می افتد. برای شبیه سازی ارائه شده در بخش 4، gc به طور خود تنظیم برای هر پارامتر تعیین می گردد. بعد از شبیه مقدار نهایی gc با مقدار اولیه فرض شده مقایسه می شود و پس از آن دوباره تنظیم می شود تا به یک مقدار همگرای نهایی برسد. توجه داشته باشید که gc هم چنان تابعی از جریان پمپ است.

برای یک مقایسه بهتر با مدل ساده شده ، شخص می تواند میزان پراکندگی عددی را با برازش منحنی مورد ارزیابی قرار دهد؛ ضمیمه را ببینید. این توابع ممکن است مفید باشد. به عنوان مثال برای تجزیه و تحلیل سیگنال کوچک تقریبی که در آن ماتریس ژاکوبین، معادلات سرعت در حالت پایدار است مورد نیاز است. با این حال در بخش های زیر ما باید از نرخ پراکندگی کامل غیر خطی که به صورت عددی محاسبه شده استفاده کنیم.

4. روشن کردن مشخصات
به منظور بحث بر روی نتایج شبیه سازی ها، ما تحول زمانی تراکم فوتون شبیه سازی شده nph با داده های تجربی از لیزر نقطه کوانتوم ، همانطور که در شکل 3a نشان داده شده است، مقایسه می کنیم. خروجی لیزر اندازه گیری شده را برای جریان های مختلف پمپ j شرح می دهد ( مقدار واحد آستانه هدایت لیزر) که از مشخصات ورودی خروجی حالت دائمی شبیه سازی شده محاسبه شده است( شکل 4 ). جریان پالس تزریقی با دوره تناوب 5 نانو ثانیه در لحظع صفر کلید می خورد. نتایج شبیه سازی در شکل 3b نشان داده شده است. برای شبیه سازی جریان پالس به همراه و استفاده شده است. بازده فلت و فرمول افت و خیز 100ps می باشد ( شکل 5a). پارامترها در جدول 1 خلاصه شده است. برای جریان پمپ ، منحنی های تجربی و شبیه سازی شده در شکل 3b کشیده شده است. تا تناسب خوب آن ها را نشان دهد.

یکی از ویژگی های مشخصه لیزرهای نقطه کوانتوم، میرایی شدید نوسانات ضعیفی که فقط یکبار در پهنای باند کامل در مدت زمان در پیک قرار می گیرد. همچنین زمان تاخیر روشن شدن برای کارایی لیزر بسیار مهم است . به عنوان مثال، زمان مورد نیاز برای رسیدن به آستانه لیزر. فرکانس نوسانات ضعیف نیز fRO به اندازه پاسخ مدوله شده سیگنال بزرگ لیزر حیاتی است. شبیه سازی انجام شده با تمامی نتایج تجربی برای تمامی کمیت هایی که بیان شده، دارای تناسب خوبی است ( شکل6). این شکل به طور جداگانه کمیت های fRO، و را به صورت تجربی و تئوری از داده های شکل 3 در یک بازه متغیر از جریان پمپ با هم مقایسه می کند. توجه داشته باشید که j واحدی از jth می باشد. برای تمامی جریان های پمپ، فرکانس نوسانات خفیف محاسبه شده تناسب خوبی با نمونه تجربی آن داشت ( شکل 6a) که یک رفتار تقریبا دقیق و یکسانی را نشان می دهد. این امر به طرز چشمگیری نتایج قبلی ما را بهبود می‌بخشد [23،24] که تقریبا دو برابر این مقدار fRO محاسبه شده بود. دلیل آن دقت بیشتر ما درخصوص فرایند اوگر ترکیب (e و h) می باشد. تاخیر در روشن کردن و پهنای پیک اول نوسانات ضعیف محاسبه شده نیز تناسب خوبی با نتایج تجربی داشته اند ( شکل 6b و 6c ). شبیه سازی یک مشخصه خطی را در نمودار لگاریتمی دوتایی ( شکل 6d) ا همانطور که ا مدل معادله درجه اول لیزرهای نقطه کوانتومی نیمه هادی انتظار می رود را نمایش می دهد [13].
درواقع با یک تقریب مشابه این رفتار می تواند برای لیزر نقطه کوانتومی خودمان استخراج شود: چشم پوشی از دو ترکیب خود به خودی و القایی در معادله 1 و3 در طول فرایند پمپاژ گذرا برای j که کاملا از آستانه دور می باشد، و مشاهده انتقال سریع الکترون از سطوح نقطه کوانتوم به خاطر پراکندگی قوی الکترون-الکترون ( )، معادله 1 ( ) که می تواند با آستانه تراکم الکترون nth جمع شود و را به ما بدهد. به هر حال داده_های تجربی، انحراف را در جریان پمپ های خیلی زیاد و خیلی کم نمایش می دهد.
درحالیکه نرخ های پراکندگی بصورت میکروسکوپی محاسبه می شوند، بعضی از پارامترها با توجه به شرایط تجربی می‌توانند انتخاب شوند که عبارت اند از ، ، و . در حالت عملکرد میرایی شدید، زمان تاخیر اساسا از طریق جریان پمپ و ضریب انیشتین W ( که شامل فرایندهای انتشا خودبه خودی و القایی می باشد) محاسبه می شود. (از طریق پارامترهای جدول 1 محاسبه شده است) تناسب خوبی با مقدار تجربی دارد. برای Wهای بزرگتر، زمان تاخیر در حالت میرایی شدید، مقدار خیلی کوچکی را دارد و بالعکس. ضریب نوری می تواند با تغییر تعداد لایه های کوانتومی aL تغییر کند. دریافتیم که نتایج شبیه سازی اگر همواره ضرب بین و تراکم نقطه کوانتومی همانند سایر متغیرها به جز ثابت باشد، تغییر نمی کند. استفاده از 15 لایه نقطه کوانتومی به همراه محیط ، و ، مشاهده می کنیم که می شود که بهترین تناسب را با فرکانس نوسانات خفیف دارد. این مقدار در مقدار مشابه آن که در عمل انجام شده است کوچکتر می باشد ( ). توضیح این عدم برابری شاید می تواند این باشد که همه نقاط کوانتومی در رزونانس در طول فرایند لیزری به دلیل تغییر سایز نقاط کوانتومی شرکت نمی کنند و درواقغ وجود ندارند. . ضریب انتشار خودبه خودی ، میرایی فرایند روشن شدن را کنترل می کند. از یک سو اگر کوچک باشد، پیک قله بزرگ خواهد بود و با افزایش کاهش خواهد یافت. از سوی دیگر اگر خیلی بزرگ باشد، فقط یک برآمدگی پله مانند مربوط به لحظه روشن شدن پیدا خواهد شد. علاوه براین تغییر در ، سبب تغییر کوچک در تاخیر زمانی می شود. در اینجا انتخاب می کنیم.

5. میرایی ضعیف درمقابل میرایی قوی
برای الکترون ها در نقاط کوانتومی، رقابتی بین ترکیب مجدد تابشی و برخوردهای پراکندگی غیرتابشی وجود دارد. برای ترکیب مجدد تابشی قوی تر، فرایندهای پراکندگی الکترون-الکترون اهمیت خود را از دست می دهند . بنابراین میرایی های شدید نوسانات ضعیف از بین می روند. یک پارامتر که نسبت هر دو فرایند را تحت تاثیر قرار می دهد، ضریب محدودیت نوری است که یک مقیاس مهم برای فرایندهای تابشی می باشد. افزایش دینامیک را کاملا تغییر می‌دهد و همانطور که در پایین نمایش داده شده است، میرایی ضعیف نوسانات خفیف را به دنبال دارد.
در این بخش با تغییر نشان می دهیم، برای مثال با تغییر تعداد لایه های نقطه کوانتوم aL، می توان انتقال بین دو نوع مختلف از عملکرد لیزر را انجام داد. در یکسو، میرایی شدید دینامیک روشن کردن همانطور که در نمونه تجربی ارائه داده شده قابل مشاهده است و در سوی دیگر میرایی آرام نوسانات خفیف به همراه تراکم الکترون های مدوله شده نزدیک به اشباع وارونگی، همانطور که در لیزرهای تزریقی نیمه هادی های معمولی یافت می شود. در حالت اول، تنظیم یکی از پارامترها برای بحث های بالا مشخص است، درصورتی که پارامتر دیگر که محدودیت نوری می باشد به آرامی افزایش می‌یابد . یک فاز تصویر از دینامیک باهم روشن شدن برای حالت دائم (نقاط ثابت) برای جریان های پمپ متفاوت در فضای دو بعدی که ( nph و ne) در شکل 7 کشیده شده است، برای هردو پارامتر تنظیم شده است. شکل اصلی حالت دائمی انتشار لیزر را برای جریان های پمپ از طریق سمبل مشخص می کند. نقطه های مشکی مربوط به ( میرایی شدید) است درحالیکه ستاره های آبی مربوط به (میرایی ضعیف) می باشد. یک تفاوت بین دو منحنی، تراکم بیشتر الکترون در حالت دائم برای حالت میرایی شدید می باشد. در اینجا تقریبا تمامی نقاط کوانتومی با یک الکترون های پیشرو به یک تراکم الکترونی پایدار شده است . همچنین مشاهده می شود که تراکم الکترون های ماندگار با افزایش جریان پمپ که با کاهش وارونگی اشباع نمایان می‌شوند، بصورت آرام کاهش پیدا می کند. از طرفی دیگر، برای ، همانند لیزرهای معمولی ، با افزایش j تقریبا ثابت می ماند.

مبتدی (مناسب برای درک مفهوم کلی مطلب) 

3. آنتن خود مشابه
با تعمیم آنتن دو میدان نامتقارن به میدان‌های متعدد ما می‌توانیم به یک آنتن خود مشابه برسیم، Li و همکاران. درحال‌حاضر یک آرایش خود مشابه از میدان برای افزایش و بومی‌سازی میدان نوری پیشنهاد کرده‌اند. آنتن خود مشابه را می‌توان با توجه به رابطه‌ی زیر ساخت: که در آن k ثابت پوسته پوسته شدن و r_1 وr_0 شعاع دو کره مجاور هستند. طراحی Li و همکارانش از یک پارامتر هم‌پوشانی مثبت d استفاده می‌کند، درحالی‌که در طراحی ما پارامتر d منفی است. اثر ضرب را می‌توان برای لنز خود مشابه نیز مشاهده کرد: هر یک از میدان‌ها توسط میدان مجاور خود تحت تأثیر قرار می‌گیرد. برای تقریب اول، نفوذ میدان‌های کوچک‌تر بر روی کره بزرگ‌تر بعدی را می‌توان نادیده گرفت (k کوچک‌تر، تقریب بهتری است). میدان الکتریکی برای میدان کوچک مجموع میدان‎های موج الکترومغناطیسی است.
به دلیل اثر میله رعد و برق، به نظر می‏رسد که بالاترین پیشرفت در کوچک‌ترین شعاع به دست آمده است. با این حال، برای یک کره با اندازه نسبتاً بزرگ، داشتن جفت بسیار حائز اهمیت است (شکل 1). ما بهترین رفتار را در حالت 0.7 یافتیم. بنابراین، حوزه فرضی ما از بزرگ‌ترین به کوچک‌ترین کره است.
Hafner et al 12 و Esteban et al 13، یک آنتن نوری به شکل یک ذره مخروطی ارائه نمودند که در شکل 4 نشان داده‌شده است. این آنتن مشابه با آنتن نشان داده‌شده در شکل 2 هست که فقط شکاف‎های آن برداشته شده است. ما دو آنتن و حداکثر افزایش میدان الکتریکی را تا 135 برای آنتن مخروطی و 1180-270 برای آنتن خود مشابه در نظر گرفته‏ایم. ظاهراً به وسیله افزودن شکاف به آنتن مخروطی بتوان میزان شدت الکتریکی را افزایش داد، اما این مورد برای موجب هزینه‏های اضافی می‏گردد (به متن بالا مراجعه کنید). این آنتن‏ها دارای شکاف‎های منحصر به فردی هستند. این شکاف‏ها نیز برای به دست آوردن ارزشی مطلق و قابلیت اعتماد بالا می‏باشند. وضوح تصاویر در میدان‏های به دست آمده در طی آزمایش‌ها بسیار بالا بود. ما ساختار ابزارهای نرم‏افزاری را با روش‏های مختلف بررسی کرده و نقاط نفوذ را به آسانی کشف کردیم. روش‏های مختلفی برای انجام این کار وجود دارند که درعین‌حال که دشوار هستند، برای تعیین دقیق افزایش زمینه کارایی فراوانی دارند.
برای آنتن‏هایی که در شکل 2 نشان داده‌شده است، طول موج رزونانس برابر است با RES=708 نانومتر. در حالی که طول موج رزونانس ذرات مخروطی آنتن دارای مقدار بیشتری هستند. در حدود RES=610 نانومتر. طول موج رزونانس دارای قابلیت طولانی مدت است که ذرات مخروطی را می‌توان به راحتی در آن نمایش داد. رزونانس دیگر، طول موج آنتن خود مشابه برای ایجاد شکاف بین مسیر از بالا تا پایین است (apex). تقسیم عددی بر مضرب مرتبه بالا تأثیر جزئی در شرایط تشدید و انتقال رزونانس دارد.

4. گوی‏های حفاظت شده توسط پوشش طلایی Silver
در شبه استاتیک، محاسبه روزنانس پلاسمون ذرات کروی به سادگی توسط تعیین قطب ذرات ایجاد می‏گردند.

برای ذرات نقره در هوا، رزونانس پلاسمون نزدیک به RES=379 خواهد بود. آنتن خود مشابه دارای ساختاری مشابه با طول موج و رزونانس شیفت یافته به سمت رنگ قرمز و به عنوان طول موج موثر است. بنابراین ترکیب ذرات در اندازه‏های مختلف نقره‏ای با هم ترکیب شده و رزونانس UV را خواهند ساخت. متاسفانه، نقره دارای یک ماده شیمیایی ناپایداری است که سطح محافظت آن بسیار پایین است. یک لایه برای پوشش کره طلا با نقره ایجاد می‏گردد تا پوشش شیمیایی ذرات نقره، آسیبی به آن نزند. درک نتیجه چنین کاری موجب ایجاد زمینه‏ای می‎گردد که در آن باید در مورد آنتن‏های نوری و رزونانس پلاسمون نقره اطلاعات بیشتری در دست باشد.
نتایج شبیه سازی در شکل 5 نشان داده‌شده است. هر چند تعداد هسته‎های نقره‏ای که توسط لایه طلا احاطه شده‏اند محدود است، اما پوشش طلای استفاده شده دارای ضخامت کمتری هست. رزونانس طلا در حالت ترکیبی هوا و طلا کاهش یافته و میدان میرایی را در رزونانس طلا نمایش می‏دهد. جالب است بدانید که طول موج رزونانس دارای ضخامت بیشتری است و نتایج ارائه‌شده برای پوشش نقره، ذرات بیشتری را از طلا می‏یابد.

ساده‏ترین روش برای تعیین آنتن امواج رادیویی این است که شعاع آن را بر عدد دو تقسیم نموده و یا آنتن را از نوع آنتن سیمی در نظر بگیریم. تقسیم آن بر عدد دو موجب ایجاد فرمول زیر می‏گردد: در مطالعه رفتار آنتن نوری می‌توان از محاسبات نانو میله‏ای با مجموع طول 220 نانومتر و یا 20 نانومتر استفاده کرد. قطر شبکه در شکل 6 (a) نشانگر افزایش میدان الکتریکی در مقابل توزیع تحریک هست. شکل 6 (b)، نشانگر رزونانس پایین است. معادله (6) نشانگر یافتن حالت نانومتر است: هیچ یک از این موارد برای طلا در نظر گرفته نشده بود و صرفاً می‌توان موارد مربوط به محاسبه رزونانس را در آن دخیل کرد. این محاسبات طول رزونانس را از 440 نانومتر تا 1298 نانومتر در نظر گرفته‌اند.
Calander and Willander 16، نشان دادند که می‌توان برای محاسبه دقیق نرخ طلا و نقره از رزونانس حدود 100 نانومتر تا 200 نانومتر استفاده نمود. اما رزونانس 300 تا 400 نانومتر میز امکان‌پذیر است و یک شبه کره هندسی ایجاد خواهد گردید. نرخ بالا در ابعاد بزرگ‌تر نشان می‌دهد که شعاع محوری میله‌ها را می‌توان به راحتی افزایش و یا کاهش داد تا نانو میله‌ها به راحتی محاسبه گردند.

مقاله انگلیسی رایگان

ترجمه فارسی رایگان 

بخشی از ترجمه فارسی مقاله:

1 .معرفی سنسور تصویر: زمانیکه تصویر توسط دوربین گرفته می شود نور از لنز عبور کرده و بر روی sensor Image برخورد می کند . Sensor Image : عبارت است از عناصر یک تصویر )به آنها پیکسل هم گفته می شود(، مقداری از نور دریافتی را به تعداد قابل توجه ای الکترون تبدیل میکند نور های قوی تر الکترون های بیشتری تولید و الکترون ها به ولتاژ تبدیل می گردد سپس با استفاده از مبدل های D/A به یک مقدار تبدیل شده و سیگنال ایجاد شده توسط مدارهای الکترونیکی دوربین پردازش می گردند. در حال حاضر تنها 2 تکنولوژی عمده که در Sensor Image ها استفاده می شود وجود داردکه عبارتند از: CCD (Charge-coupled Device) و CMOS (Complementary Metal-Oxide Semiconductor)

فیلتر کردن رنگ: Sensor Image ها مقداری از نور را از محیط روشن به تاریک بدون هیچ گونه اطالعات مربوط به رنگ، نگه می دارند. زمانیکه که CCD و CMOS فاقد رنگ )blind color )می شوند در آن هنگام فیلتری که در قسمت جلوی Sensor Image می باشد به سنسورها امکان دادن رنگ به هر پیکسل را می دهد. دو راه متداول به منظور ثبت رنگ وجود دارد، یکی RGB( قرمز ،سبز و آبی( و دیگری CMYG( فیروزه ای، سرخابی، زرد و سبز(. قرمز، سبز و آبی رنگ های اولیه هستند که در ترکیبات مختلفی قادر به ساخت رنگ های زیاد قابل رویت برای چشم انسان هستند. آرایه Bayer که از ردیف های متناوب فیلتر قرمز- سبز و سبز- آبی تشکیل شده است متداول ترین فیلتر رنگ RGB می باشند، شکل 3( چپ(. از آنجا که چشم انسان به رنگ سبز در مقابله دو رنگ دیگر حساس تر می باشد، در آرایه Bayer دو بار از رنگ سبز استفاده شده است این بدین معنا است که چشم انسان قادر به تشخیص جزئیات بیشتر خواهد بود .این حالت در مقایسه با حالتی که هر سه رنگ به اندازه مساوی در فیلتر استفاده می شوند ،جزئیات بیشتری نشان میدهد.

راه دیگر به منظور فیلتر کردن و یا ثبت رنگ استفاده رنگهای مکمل مانند فیروزه ای، سرخابی و زرد می باشد. فیلتر های تشکیل شده از رنگ های مکمل در سنسور ها، اغلب با فیلتر سبز ترکیب می شوند تا موجب شکل گیری آرایه CMYG شوند.)شکل 2 . )عموما فیلتر CMYG سیگنال پیکسل باالتری را با توجه به باند طیفی گسترده اش ایجاد می کند. در هر حال سیگنال ها بایستی به RGB تبدیل شوند چرا که در تصویر نهایی استفاده می شوند و این تبدیالت پردازش زیاد و نویز زیادی را به همراه خواهد داشت. در نتیجه gain اصلی ) نسبت سیگنال به نویز ( به شدت کاهش می یابد برای همین است که CMYG برای نمایش دقیق رنگ ها مناسب نیستند. آرایه CMYG اغلب در Interlaced CCD( اسکن خط های زوج و فرد به ترتیب( استفاده می شود این در حالی است که سیستم RGB در Progressive اسکن )اسکن همه ی خط ها( استفاده می شود.

2.CCDتکنولوژی. در سنسورهای CCD نوری که در پیکسل سنسور قرار می گیرد از طریق یک Chip در طول یک نود خروجی یا چند نود خروجی منتقل می شود. این نورها تبدیل به ولتاژ ، بافر شده و به صورت یک سیگنال آنالوگ فرستاده می شود. این سیگنال تقویت شده و سپس با استفاده از یک مبدل D/A به سیگنال دیجیتال تبدیل می شود. )شکل 3.) تکنولوژی CCD تنها به منظور استفاده در دوربین ها شکل گرفته است و قدمت ساخت آنها بیش از 33 سال می گذرد. سنسورهای CCD در مقایسه با CMOS فوایدی چون حساسیت نور بیشتر و نویز کمتر در زمان های گذشته داشته اند. در سال های اخیر این تفاوت ها به ندرت از بین رفته است.

یکی از معایب سنسورهای CCD استفاده از قطعات آنالوگ می باشد که نیازمند شدت جریان الکتریکی زیاد در بیرون از مدار. تولید گران، مصرف پاور 011 برابر بیشتر از CMOS از دیگر معایب آن می باشد. مصرف پاور زیاد منجر به ایجاد گرما در دوربین می شود که این گرما نه تنها روی کیفیت دوربین تاثیر منفی می گذارد بلکه باعث افزایش قیمت دوربین و اثرات زیست محیطی منفی می گردد. از آنجا که همه چیز از طریق یک آمپلی فایر خروجی و یا چندین آمپلی فایر عبور می کنند، سنسورهای CCD نیازمند میزان اطالعات باال تری هستند. مقایسه شکل 4 ( نمایش PCBA CCD ) با شکل 5 ( نمایش CMOS ).

بخشی از مقاله انگلیسی:

1.Introduction to image sensors When an image is being captured by a network camera, light passes through the lens and falls on the image sensor. The image sensor consists of picture elements, also called pixels, that register the amount of light that falls on them. They convert the received amount of light into a corresponding number of electrons. The stronger the light, the more electrons are generated. The electrons are converted into voltage and then transformed into numbers by means of an A/D-converter. The signal constituted by the numbers is processed by electronic circuits inside the camera. Presently, there are two main technologies that can be used for the image sensor in a camera, i.e. CCD (Charge-coupled Device) and CMOS (Complementary Metal-oxide Semiconductor). Their design and different strengths and weaknesses will be explained in the following sections. Figure 1 shows CCD and CMOS image sensors.

Color filtering Image sensors register the amount of light from bright to dark with no color information. Since CMOS and CCD image sensors are ‘color blind’, a filter in front of the sensor allows the sensor to assign color tones to each pixel. Two common color registration methods are RGB (Red, Green, and Blue) and CMYG (Cyan, Magenta, Yellow, and Green). Red, green, and blue are the primary colors that, mixed in different combinations, can produce most of the colors visible to the human eye. The Bayer array, which has alternating rows of red-green and green-blue filters, is the most common RGB color filter, see Figure 2 (left). Since the human eye is more sensitive to green than to the other two colors, the Bayer array has twice as many green color filters. This also means that with the Bayer array, the human eye can detect more detail than if the three colors were used in equal measures in the filter.

Another way to filter or register color is to use the complementary colors—cyan, magenta, and yellow. Complementary color filters on sensors are often combined with green filters to form a CMYG color array, see Figure 2 (right). The CMYG system generally offers higher pixel signals due to its broader spectral band pass. However, the signals must then be converted to RGB since this is used in the final image, and the conversion implies more processing and added noise. The result is that the initial gain in signal-to-noise is reduced, and the CMYG system is often not as good at presenting colors accurately. The CMYG color array is often used in interlaced CCD image sensors, whereas the RGB system primarily is used in progressive scan image sensors. For more information about interlaced CCD image sensors and progressive scan image sensors, see the links in Chapter 7.

2.CCD technology In a CCD sensor, the light (charge) that falls on the pixels of the sensor is transferred from the chip through one output node, or only a few output nodes. The charges are converted to voltage levels, buffered, and sent out as an analog signal. This signal is then amplified and converted to numbers using an A/D-converter outside the sensor, see Figure 3. The CCD technology was developed specifically to be used in cameras, and CCD sensors have been used for more than 30 years. Traditionally, CCD sensors have had some advantages compared to CMOS sensors, such as better light sensitivity and less noise. In recent years, however, these differences have disappeared.

The disadvantages of CCD sensors are that they are analog components that require more electronic circuitry outside the sensor, they are more expensive to produce, and can consume up to 100 times more power than CMOS sensors. The increased power consumption can lead to heat issues in the camera, which not only impacts image quality negatively, but also increases the cost and environmental impact of the product. CCD sensors also require a higher data rate, since everything has to go through just one output amplifier, or a few output amplifiers. Compare Figure 4 showing a CCD PCB (Printed Circuit Board) with Figure 5 showing a CMOS PCB.