Термофотонска соларна ћелија са врућим електронима демонстрирана термичком претварањем фотона подпојасних фотона | комуникације природе

Термофотонска соларна ћелија са врућим електронима демонстрирана термичком претварањем фотона подпојасних фотона | комуникације природе

Anonim

Субјекти

  • Примењена физика
  • Оптичка физика
  • Соларне ћелије
  • Соларна енергија и фотонапонска технологија

Апстрактан

Директна претворба соларне енергије у електричну енергију може се широко подијелити у двије главне категорије: фотонапонска и термичка фотонапонска енергија, гдје прва користи градијенте у електричном потенцијалу, а друга топлотне градијенте. Конвенционална термичка фотонапонска енергија има високу теоријску границу ефикасности (84%), али у пракси се не може лако минијатурисати и ограничена је инжењерским изазовима одржавања великих (> 1000 К) градијената температуре. Овде смо показали термофотоничну соларну ћелију засновану на врућем носачу, која комбинује компактну природу фотонапонских уређаја са потенцијалом да достигну режим високог степена ефикасности топлотних фотонапонских система. У уређају се утврђује топлотни градијент од 500 К врућим електронима, под Стокесовом осветљењем, а не повећањем температуре самог материјала. Под анти-Стокес осветљењем опажамо топлотни градијент од К 20 К, који се одржава стабилизацијом Аугер грејања носача и одговара унутрашњој ефикасности топлотне конверзије од 30% између колектора и соларне ћелије .

Увод

Соларне ћелије са једним спајањем ограничене су на ефикасност <31% (добро позната Схоцклеи-Куеиссер-ова граница) немогућношћу апсорпције фотона испод појаса и топлотом фотогенерисаних носача до ивица 1 . С друге стране, термофотоволтаични (ТПВ) претварачи енергије имају знатно већу ограничавајућу ефикасност од 85% (реф. 2). У ТПВ-у концентрована сунчева светлост греје спољни соларни колектор који емитује широк термички спектар ка оптимизованим соларним ћелијама са ниским опсегом. Занимљиво концептуално проширење ТПВ-а је термофотоника (ТПКС), у којој се емисија између соларног колектора и соларне ћелије повећава присуством и електрохемијског потенцијала и топлотног градијента у колектору 3, 4 . Овде смо показали термофотонски уређај у коме топлотни градијент одржава врући електрони у соларном колектору квантно добро заснованом на квантној бази који је директно интегрисан у структуру уређаја. Емисија светлости из врућих електрона у квантним бунарима пружа додатну оптичку снагу соларној ћелији и на тај начин повећава њену ефикасност.

Традиционална конфигурација 'једног извора' за ТПВ или ТПКС уређај састоји се од термичког колектора окренутог ка Сунцу, затим филтера и затим соларне ћелије. Филтери спрјечавају да било која свјетлост испод појаса улази у соларну ћелију и одбија је према термичком колектору гдје се може поново упијати.

Овдје разматрамо алтернативну конфигурацију „два извора“ у којој се соларни колектор налази иза соларне ћелије (Сл. 1а, б). У овој конфигурацији соларна ћелија игра улогу филтера: сунчева светлост директно осветљава соларну ћелију, преноси се светлост испод појаса и подиже температуру топлотног колектора који се налази са задње стране. Ова конфигурација се ослања на топлотну претварање у соларном колектору ради повећања енергије носача, тако да ће се догодити одређена радијативна рекомбинација с енергијом изнад појаса соларне ћелије (плава регија на слици 1а) и тако допринети додатном стварању фотострује. На овај начин соларни колектор постаје други извор фотона и концепт уређаја може постићи ефикасност већу од границе Схоцклеи-Куеиссер-а 5 .

Image

( а ) Енергетски ток који приказује соларне фотоне који улазе у соларну ћелију ( Н сунце ) и фотоне под појасеве ( Н ИР ) који улазе у соларни колектор. Соларни колектор ствара вруће носаче и емитује проширене ПЛ ( Н горе ) према соларној ћелији. Додатни проток фотона изнад размака, који су термички претворени у соларни колектор, повећавају ефикасност соларне ћелије. Топлотно претворена компонента је побољшана фактором н 2 ≈12 ×, у поређењу са компонентом која се губи у околини, јер се шири у унутрашњим оптичким режимима полуводича. ( б ) Структура узорка А која се користи за демонстрирање повећања ефикасности услед термичке претварања. Уређај се састоји од ИнГаАс / ГаАсП квантне јажице соларне ћелије (са апсорпционом ивицом 1.000 нм) са задњим контактом и електричним изолационим слојем ГаАс. Испод соларне ћелије налазе се електрично изоловани квантни бунари ИнГаАс / ГаАсП (са апсорпционом ивицом 1, 060 нм). Овај слој делује као соларни колектор и емитује термички проширен ПЛ на соларну ћелију.

Слика пуне величине

Коришћење врућих електрона за емисију светлости значи да је оптичко понашање идентично уобичајеним термичким колекторима, али без инжењерских изазова одржавања великог градијента температуре (1.000 К) у непосредној близини соларне ћелије осетљиве на температуру. У нашем уређају температура решетке соларне ћелије и термичког колектора увек остаје на собној температури - само су електрони у колектору врући.

Интегрисање колектора са соларном ћелијом има неколико практичних и основних предности. Приступ потпуно чврстог стања има једноставан фактор облика равне плоче који омогућава додавање сунчевог апсорберног слоја у једном процесу раста. Такође, колектор емитује у унутрашње оптичке модусе соларне ћелије, омогућавајући тако појачање н 2 енханце 12 × изнад брзине преноса зрачења за колектор који се налази извана (то је разлог за дисконтинуирани спектар приказан на слици 1а).

Главни изазов приступа са врућим носачем је брзо електронско хлађење које се јавља у полуводичким апсорберима. Међутим, недавно су објављене неке упечатљиве демонстрације успореног хлађења електрона у наноструктуре. Пандеи и др. Слика 6 показује посебно дизајнирану колоидну наноструктуру са животним веком електрона узбуђеног стања продуженим са 1 пс на 1 нс. Бројни експерименти са мулти-квантним бушотинама (МКВ) открили су аномалијски спори ниво хлађења од 5 нс, као и способност одржавања веома великих градијентних електронских решетки; носача температура од 600 К недавно је објављена 7, 8 ; овде извештавамо о температурама нешто испод 800 К.

У наставку ћемо истакнути могућност употребе топлих носача као нових спектралних претварача. Овај приступ се разликује од приступа соларној ћелији са топлим носачем: једноставнији је, уклања захтев за транспортом врућег носача и селективном екстракцијом енергије и може искористити недавна дешавања у нанофотоники да подешавају карактеристике апсорпције и емисије. Главни резултати које представљамо су мерења Стокеса, Анти-Стокеса и фототоковне зависности снаге соларне ћелије са интегрисаним соларним колектором са топлим носачем. Под Стокес-овим осветљењем показујемо да се могу одржавати врло велики градијенти температуре врућег носача од К 500 К. Под анти-Стокес осветљењем показује се скромни градијент температуре (∼ 20 К) и може се одржавати анализом постулата зависности од снаге да је то узроковано Аугер грејањем носача. Резултати фототока показују нелинеарну зависност снаге од уласка у темофотонски режим рада.

Резултати

Експериментална поставка

У експериментима који слиједе одабрана је конфигурација два извора за истраживање термофотонских својстава соларног колектора. То је зато што се инфрацрвени (инфрацрвени) ласер високог интензитета (који је испод појаса соларне ћелије) може користити за симулацију скраћеног спектра који прима соларни колектор. Корисност конфигурације са два извора је у томе што сваки фототок током снимљене соларном ћелијом може бити директно повезан са емисијом светлости врућег носача која је примљена из соларног колектора. Ова конфигурација спречава ситуацију у којој би директна генерација носача у соларној ћелији могла маскирати сигнал који потиче из процеса термичке претварања.

У принципу, слична конфигурација са једним извором, у којој је соларна ћелија постављена иза соларног колектора, такође је могућа са овом шемом. Међутим, потребан би био веома висок рефлективни филтер (могуће диелектрични сноп) да би се такође интегрисао у структуру уређаја. Поред тога, угаони одзив филтера био би од пресудне важности због угаоног ширења фокусиране ласерске светлости. Вјерујемо да за први сет експеримената у овом подручју конфигурација два извора даје једноставнији пут за истраживање овог концепта. Уз то ће се такође омогућити експериментално квантификација улоге термичке претворбе и ефикасности процеса.

За мерења Стокеса и Анти-Стокеса користе се (50 мВ) 808 нм ласерска диода и (500 мВ) 1.064 нм диодна пумпа са солид-стате (ДПСС) ласером. Диода 808 нм омогућава генерисање врућих носача директно у МКВ-у и из тих мерења се може мерити коефицијент хлађења топлих носача. Међутим, експерименти са 1.064 нм ласером не генеришу директно вруће носаче, уместо тога електрони и рупе се директно генеришу у основном стању МКВ апсорбера. Стога, свако уочено повећање температуре носача мора потицати из механизма самозагревања: један од могућих механизама је Аугер рекомбинација. Вурфел је претходно утврдио важност Аугерове рекомбинације и утицаја јонизације за постизање равнотеже између вруће плазме електрона-рупа 9 . Аугер рекомбинација смањује број честица у соларном колектору, али омогућава да се повећава просечна енергија по честици (температура носача), јер рекомбиновани електрони и рупа преносе своју енергију натраг у електронски систем распршивањем трећег електрона (или рупе) у високо- лажљиво енергетско стање.

Овдје разматране структуре уређаја омогућују мјерење температуре носача са загрејаним пужом. Надаље, будући да интегрисана соларна ћелија постаје веома осетљив фотодетектор, за светлост коју емитује соларни колектор, укупна ефикасност претварања се може директно мерити.

Границе термодинамичке ефикасности

Границе термодинамичке ефикасности ТПВ и ТПКС су добро познате 2, 4, а термодинамика топлотних претварача такође је истражена 10 . Недавно смо представили границе термодинамичке ефикасности за једно-и два извора ТПВ-ових уређаја са интегрисаним соларним колекторима са топлим електроном и такође предложили како се ефикасност може побољшати контролом оптичких модова 5 .

Црвена регија на слици 2а показује повећање ефикасности која се може постићи конфигурацијом са два извора. Овде су опсези соларне ћелије, соларног колектора и напон напона глобално оптимизовани. За поређење, плава регија на слици 2а показује глобалну оптимизацију Схоцклеи-Куеиссер-ове границе као функције фактора концентрације сунца.

Image

( а ) Глобално оптимизована граница ефикасности термодинамичке претворбе снаге за конфигурацију два извора (црвена регија) у поређењу са Схоцклеи-Куеиссер ефикасношћу као функцијом фактора концентрације сунца. ( б ) Ефикасност топлотне претворбе под соларним (плава регија) и ласерским осветљењем високог интензитета (фиксна регија) за фиксни опсег соларних ћелија (1.000 нм) као функцију појаса соларног колектора. Црвене линије означавају смањење ЕКЕ нагоре како коефицијент хлађења К расте. Све симулације се изводе у крајњем пољу с разменом флукса који се јављају у полуводичу са индексом преламања 3.5 и под претпоставком да горња соларна ћелија има опсег Е г = 1, 24 еВ.

Слика пуне величине

Модел у реф. 5 се користи за процену ефикасности претварања према горе ( ЕКЕ уп = Н уп / Н ин ) која се дешава у конфигурацији два извора под различитим симулираним условима осветљења, где је Н уп ток фотона који се претвара у горњи ток који улази у соларну ћелију и Н у је укупни проток фотона који улази у свим таласним дужинама. На слици 2б приказана је предвиђена ефикасност претварања верзије концепта уређаја. Обухват соларне ћелије је фиксиран на 1.000 нм (1.24 еВ) и вредност соларног колектора постављена иза соларне ћелије се мења. Испрекидана вертикална линија одговара комбинацији појаса који се користи у овој студији.

Плава регија на слици 2б приказује горњу границу ЕКЕ према горе када је опсег соларних ћелија фиксиран на овде коришћену вредност (1.000 нм) и уређај је осветљен у потпуности концентрованом сунчевом светлошћу. Ова вршна вредност ( ЕКЕ = 5% при 1.025 еВ) је изузетно висока с обзиром на то да соларни колектор може примити само сунчеву светлост у опсегу 1.000–16060 нм као резултат појасева који се могу добити помоћу система материјала ИнГаАс. Да би се постигао режим високе ефикасности приказан на слици 2а, потребни су материјали са нижим појасевима који омогућавају соларном колектору да апсорбује много више соларне енергије.

Међутим, у лабораторијским условима могуће је испитати различите режиме рада, што није могуће постићи соларним осветљењем. Црвена област на слици 2б приказује предвиђени ЕКЕ под симулираним ласерским осветљењем на 1, 064 нм са великом густином снаге од 500 кВ цм −2 . Иако ласерско осветљење није практична конфигурација за претварање соларне енергије, модел пружа користан водич за експерименталну карактеризацију и указује на режим рада у којем је ефикасност претварања повећана ( ЕКЕ = 80%). Овај термодинамички резултат стога мотивише дизајн наших узорака и експеримената који следе. Такође приказано на слици 2б је смањење ЕКЕ- а када је укључено хлађење носача (низ црвених линија). Ефективност повећане претворбе остаје веома висока, чак и за реалне нивое хлађења носача, К = 30–300 В цм −2 К −1, пружајући даље доказе да је ова структура добар кандидат за истраживање механизма топлотне претварања у више детаљ.

Температура врућег електрона из Стокес-ове спектроскопије

Слика 3а приказује спектар термички проширене фотолуминисценције (ПЛ) референтног узорка Ц (ПЛ хетероструктура). Ово илуструје веома велико термичко ширење које се може постићи у МКВ структурама када је осветљено ласером веће енергије од појаса (у овом случају коришћен је диодни ласер од 808 нм). Одговарајућа температура носача приказана је на слици 3б и извучена је из података ПЛ помоћу високоенергетске репне уградње са једначинама (1) и (2):

Image

( а ) Стокес ПЛ генерисан 808-нм пумпним ласером са зрачењем 0, 33, 0, 95, 3, 00 и 5, 00 кВ цм −2 . Црвене линије показују високо енергетске локације за постављање репа. Означени врхови емисије одговарају горњем слоју ГаАс, побуђеном стању МКВ (Кс1) и основном стању (ГС). ( б ) Температура електрона-рупа ( Т ех ) насупрот ласерском зрачењу ( П ин ). Температура носача је извучена из високоенергетске репне спојнице. Стрелице означавају тачке података које одговарају спектру приказаном у а . Уметак приказује графички поступак за вађење коефицијента хлађења ансамбла врућег носача променом једначења (2). Градијент одговара коефицијенту хлађења К = 30 В цм −2 К −1 .

Слика пуне величине

Image

где је β ех = ( к Б Т ех ) −1 у коме је К Б Болтзманнова константа и Т ех је температура врућег електрона и рупе. Водоравне шипке грешке укључују несигурност у подручју ласерске тачке и снагу ласера, а вертикалне грешке грешака одговарају несигурности у одговарајућим квадратима. Слика 3б показује да се (чак и при непрекидном осветљавању таласа) у овим структурама може успоставити невероватна температура врућег носача, нешто испод 800 К. Температура је ограничена преношењем енергије из електронског система у лонгитудиналне оптичке (ЛО) фононе. Прикладну метрику која омогућава упоређивање брзине опуштања за различите материјале и конструкције увели су ЛеБрис ет ал. 11 . Запис брзине опуштања енергије због ЛО фонона као:

Image

где је Т РТ = 292 К температура решетке, Е ЛО = 36 меВ је зона фононске енергије у средишту зоне и К је константа зависна од материјала која се назива коефицијент хлађења (В цм −2 К −1 ). У стабилном стању снага изгубљена на ЛО фоонима мора бити једнака моћи добијеној помоћу ласера ​​на пумпи. Коефицијент хлађења може се графички екстрахирати реорганизацијом горње једначине у облику и = Кк и бележењем градијента линије приказане на слици 3б. Ово даје вредност К = 30 В цм −2 К −1, што се добро упоређује са другим вредностима које су наведене у литератури, а које се крећу од 2, 5 до преко 100 В цм −2 К −1 (реф. 7, 8).

Инсет такође показује да одузимање две експерименталне вредности са сличним величинама резултира великом грешком и то је разлог за велике релативне грешке када је Δ Т близу нуле. За велике вредности Δ Т грешка се такође повећава. То је због тога што високоенергетски поступак постављања репа почиње да пропадне када је ширење ПЛ велике. Штавише, поступак уклапања се ослања на чињеницу да је квантна густина стања слична, па ПЛ директно одговара Болтзманновој функцији у прозору за уклапање (приказану као црвене линије на ПЛ на слици 3а). Међутим, са врло великим вредностима Δ Т , ПЛ се проширује до те мере да на ПЛ у прозору за уклапање утичу ексцитонски ефекти, чиме се разбија главна претпоставка поступка постављања репа.

Температура врућег електрона из анти-Стокес-ове спектроскопије

Узорак А, соларна ћелија (апсорпциона ивица од 1000 нм) са соларним колектором на бази МКВ (1, 064 нм апсорпциона ивица), осветљен је 1, 064 нм ласером и снимљен је анти-Стокес ПЛ. На овој таласној дужини соларна ћелија је практично прозирна с апсорптивношћу 1 × 10 -5, што резултира тако да ласер МКВ снажно апсорбује у соларном колектору који се налази испод (апсорптивност 0, 1). Пристраност соларне ћелије одржава се на кратком споју од стране јединице за мерење извора. У овој експерименталној конфигурацији соларна ћелија не емитује ни ПЛ ни електролуминесценцију, омогућавајући директно посматрање анти-Стокес ПЛ-а које емитују изоловани МКВ.

Слика 4а приказује нормализовани анти-Стокес ПЛ узорка А. Како се снага ласера ​​повећава, примећен је јасан тренд ширења. Имајте на уму да је снимљени ПЛ филтриран својим проласком кроз соларну ћелију, који сузбија карактеристике на краћим таласним дужинама (<1, 020 нм) и резним филтром (како је назначено). Такође је важно имати на уму да се не види помак таласне дужине. Промена би указала на промену појаса узрокованог загревањем решетки. Ови подаци су јасан доказ да се врући носачи стварају без промене температуре решетке, а то потврђује високоенергетски репни уметак за екстракцију температуре носача као што је приказано на слици 4б, што показује скромни градијент температуре од Δ Т = 20 К.

Image

( а ) ПЛ против узорка узорка А под 1.064 нм ласерским осветљењем. Ласер се снажно апсорбује у изолованим МКВ-има који имају апсорптивност а = 0, 1. На овој таласној дужини апсорптивност соларне ћелије је врло мала ( а = 1 × 10 -5 ). Проширење указује на стварање врућих носача. Уложак приказује узорке и експерименталне услове коришћене за вршење мерења. Соларна ћелија је пристрана на кратком споју. ( б ) Температура електрона-рупа ( Т ех ) насупрот ласерском зрачењу ( П ин ) која показује праг за загревање носача између 50 и 125 кВ цм −2 .

Слика пуне величине

Рад термофотографских уређаја

Када се осветли у анти-Стокес конфигурацији, зависност снаге фототока узорка А може се користити за добијање додатних информација у вези са величином термички претварања фотона флукса које емитује соларни колектор. Штавише, узорак А би требало да генерише фотоапарат који је изведен из три термина:

Image

Мала струја коју генерише ласерски сноп од 1, 064 нм који пролази кроз соларну ћелију даје Ј дир . До директне генерације долази зато што ласер може парирати до стања у репу спектра апсорпције ексцитона. Може се решити у овом експерименту због употребе ласерског пумпе високог интензитета и због изузетно осетљивог закључавања фототока. Зрачење радијације између соларног колектора заснованог на МКВ и соларне ћелије (у недостатку температурног градијента) означава Ј радом . Радијативно спајање настаје због природног ширења спектра емисије на собној температури. У идеалној соларној ћелији, Ј дир и Ј рад ће се линеарно скалирати интензитетом ласера. Коначна компонента Ј Δ Т је термички претваран фототок који се генерише у соларној ћелији зрачном рекомбинацијом топлих носача у соларном колектору. Овде је Ј Δ Т нелинеарно са интензитетом пумпе ( И ) и пропорционалан је ширењу ПЛ ( И ПЛБ ). Ширење је узроковано процесима Аугера који избацују носаче у високо лежећа стања у опсезима, дакле И ПЛБ ∝ И 3 . Соларна ћелија има линеарни одзив са интензитетом светлости, па се зависност снаге Аугера одражава у измереној нелинеарној компоненти фототока Ј Δ Т ∝ И ПЛБ ∝ И 3 .

На слици 5а приказани су струјни токови за узорак А и референтни узорак Б снимљени како се снага ласера ​​помера преко четири величине величине. Узорак Б омогућава директно мерење Ј дир-а, јер нема соларни колектор на бази МКВ. Упоређивањем фототока ова два узорка закључујемо да је изразито линеарни одзив узорка А последица Ј рад компоненте и да је Ј рад за четири реда веће од директно индукованог фото тока Ј дир .

Image

( а ) Зависност снаге узорка А, у којој се Ј пв састоји од три компоненте: радијационо повезивање Ј рад, директно генерирање Ј дир и повећање емисије услед уласка у термофотонски режим Ј Δ Т. Уметни дијаграми приказују структуру узорка и експерименталне услове за мерења. Узорак А је соларна ћелија са соларним колектором на бази МКВ, а узорак Б је идентична референтна соларна ћелија без соларног колектора. Линије су линеарни уклапају се у експерименталне податке који показују да се фототок струје соларне ћелије углавном дешава због зрачења између соларног колектора и соларне ћелије. Подаци такође показују да је компонента директне генерације занемарљива и да је четири величине мања од осталих термина. ( б ) Извучена температура носача из анти-Стокес ПЛ показује почетак загревања носача на 95 ± 30 кВ цм −2 . Водоравне траке грешака представљају грешку мерења у интензитету ласера ​​и величини тачке, вертикалне грешке грешака одговарају стандардној грешци која је повезана са намештањем најмање квадрата. ( ц ) монтирани фототок струје зависног од снаге узорка А (црни) са линеарним Ј рад (плавим) и нелинеарним Ј Δ Т (црвеним) компонентама. Имајте на уму да је Ј дир занемарен јер доприноси незнатно целокупном фототоку. Подаци показују почетак гријања носача од 117 ± 25 кВ цм −2, што је у добром сугласју с вриједношћу извученом из ПЛ. Хоризонталне траке грешака имају исто значење као у б, а вертикалне траке грешака су стандардна грешка у мерењу фототока. ( д ) Експериментално утврђена ефикасност претварања ЕКЕ према горе, која је однос фотона у секунди претвореног у н ласер, број улаза фотона у секунди од ласера. Термофотонски режим је назначен у коме се оптичка енергија која се преноси у соларну ћелију појачава захваљујући соларном колектору који има и хемијски потенцијал и топлотни градијент. Траке грешака израчунавају се ширењем стандардних вриједности грешака из података фототока приказаних у ц .

Слика пуне величине

На слици 5б, ц приказан је кључни резултат: да је нелинеарна област фототока у корелацији са почетком температуре носача у колектору.

Дискусија

Анти-Стокес ПЛ приказан на слици 4 драстично се разликује од Стокес ПЛ-а приказаног на слици 3. У случају Стокес-а, врући носачи се генеришу директно апсорпцијом фотона с енергијом много већом од опсега. Према томе, зависност снаге у односу на температуру повезана је са тиме колико брзо врући носачи губе енергију емисијом фонона ЛО. У случају анти-Стокес-а, хладни носачи се генеришу ласером у приземном стању, а зависност снаге у односу на температуру је повезана са тиме колико брзо се носачи загреју процесима Аугера. У почетку би се чинило да ствара проблем: осветљење против Стокеса може расхладити материјал радијативним хлађењем ако је укупна емитована снага већа од снаге апсорбоване од ласера 10 . Међутим, посматрамо супротно.

Верујемо да се генерирање врућег носача појављује у нашим узорцима као резултат уласка у режим високе густине фотогенерисаног носача (процењујемо између 10 18 и 10 19 цм −3 ) у коме рекомбинација Аугера може започети значајно загревање популације носача. У сличним условима, раније је примећена ПЛ-конверзија у наноструктурима кроз Аугер процесе 12, што подржава хипотезу грејања Аугера.

Даљња анализа може се извршити намјештањем нелинеарне зависности снаге фототока. При постављању зависности снаге занемарујемо мали Ј дир допринос и користимо следећу једначину која одговара црној линији на слици 5ц:

Image

Плава линија на слици 5ц је линеарна ( н = 1) подлога која представља Ј рад = аИ компоненту укупне струје. Јасно одступање од линеарности примећује се при високом интензитету осветљења, што се рачуна по нелинеарном термину, Ј Δ Т = б ( И - ц ) н , који је ограничен на нулу када је И < ц и не-нула након праг ц је достигнут Једнаџба (4) има два параметра која контролирају физику: н (снага) и ц (праг за гријање носача), тако да се многи парови н и ц вриједности могу употријебити за уклапање у проматране податке. Међутим, само мали низ њих има физичко значење: н мора бити између 1 и 3, а ц мора бити близу вредности опажене у мерењима спектроскопије на слици 4б. Да бисмо тестирали хипотезу да Аугер рекомбинација покреће пораст температуре носача, фиксирамо н = 3 и користимо најмање квадрата који су прикладни за извлачење прага из података (оправдање за употребу н = 3 налази се у одјељку о методама). Упоређујући вредности проналазимо изузетно добро слагање унутар грешака, вредност прага спектроскопије је ц = 95 ± 30 кВ цм −2, док поступак уградње опоравља ц = 117 ± 25 кВ цм −2 . Поступак уградње је феноменолошки, али јака корелација подржава хипотезу да Аугер грејање у МКВ апсорберима.

На слици 5д приказани су подаци струјног тока и подесна линија претворена у ефикасност конверзије (више детаља можете пронаћи у одељку Методе). Црвена регија јасно показује режим у коме се соларна ћелија понаша као термофотонски претварач: ефикасност претварања се повећава од ЕКЕ до = 2, 5% (узроковано искључиво радијационим спајањем) до ЕКЕ горе = 2, 9% након успостављања топлотног градијента . Имајте на уму да МКВ слојеви у соларној ћелији и апсорберу имају апсорпцију а до = 10% за један пролаз. Дакле, ефикасност интерне конверзије ИКЕ уп = ЕКЕ уп / а уп = 29%, што је изузетно високо. То је такође у разумном сугласју са ЕКЕ уп вредности предвиђеном из идеализованог термодинамичког модела, који претпоставља јединствену апсорптивност (Сл. 2б).

Кључни резултат је прва демонстрација термофотонског емитера повезаног са уобичајеном соларном ћелијом. То је показано кроз низ спектроскопских и фототоковних мерења, која гурају соларни колектор у режим ефикасне термичке претворбе. Под ласерским осветљењем парови електрона-рупа настају у МКВ апсорберу, који успоставља електро-хемијски градијент потенцијала. Како се интензитет пумпе повећава, успоставља се и топлотни градијент у колектору, што повећава укупну емисију. Извршјена мерења показују да је повећање емисије последица двоструке природе (фотонапонског и топлотног) материјала емитера.

Нови аспект овог рада је да термички градијент одржава врући електрони у материјалу који апсорбује собну температуру; ово је потврђено помоћу Стокес-ове и анти-Стокес-ове спектроскопије и високоенергетским поступком постављања репа. Под резонантном побудом с приземним стању врући носачи настају процесом загријавања пужом. Међутим, у ИИИ-В материјалима Аугер процеси су неефикасни и електронско хлађење је веома брзо, и из тих разлога је био потребан веома висок интензитет осветљења, најмање 100 кВ цм −2 да би се одржао скромни топлотни градијент Δ Т = 20 К. За разлику од класичних термофотоволтаичких приступа, где се колектор налази споља, приступ врућем носачу омогућава да се колектор интегрише директно у соларну ћелију без погоршања перформанси ћелије. Унутрашња локација повећава брзину преноса зрачења за н 2 ≈12 ×, у поређењу са емитером који се налази споља. Штавише, наш уређај користи исте технике раста и има исти фактор облика и исту границу ефикасности (око 60%) као конвенционалне концентрирајуће мултијункуларне соларне ћелије. Стога би се у принципу могао користити као замена за ове уређаје, без потребе за изменама постојеће инфраструктуре.

Дизајн уређаја који је овде представљен је изабран јер је обећавао најјаснији пут за демонстрирање и квантификацију термофотоничког приступа. Међутим, мало је вероватно да ће то бити коначна итерација концепта уређаја. Потребни су материјали нижег појаса са бољим карактеристикама конверзије. У краткорочним оптичким шупљинама са високим К- факторима може се побољшати апсорпција и концентрација светлости изнад границе од 46.200 × у малим количинама и распонима таласних дужина. Поред тога, контрола оптичке густине стања може се такође користити за прилагођавање спектра емисије, а то ће повећати ефикасност уређаја 5 . Узимајући у обзир ове опције, врло је вероватно да се термичка претварање може применити на реалнијим нивоима концентрације у наредних неколико година. Комплементарни и потенцијално практичнији приступ је термичка претворба доле користећи конфигурацију једног извора. Када се на прво место постави колектор са топлим носачем, он добија цео (нерезан) соларни спектар, омогућавајући успостављање знатно већих топлотних градијената; изван чега се може постићи са Аугер грејањем. Успех свих приступа са врућим носачем зависи од односа између брзине хлађења и брзине стварања. У том контексту, под условом да је хлађење довољно споро, постоји прилика за низ занимљивих уређаја високе ефикасности, од соларних ћелија до нових спектралних претварача. Као што је овде приказано, спектрални претварачи имају предност у томе што могу повећати уобичајене соларне ћелије како би повећали своју ефикасност када се користе у комбинацији са високом оптичком концентрацијом.

Методе

Фотолуминисценцијски микроскоп

ПЛ микроскоп је дизајниран и изграђен с двоструком сврхом фокусирања ласерског снопа на место ограничено дифракцијом на површини узорка, а такође и за прикупљање ПЛ из осветљеног подручја. The beam path of the PL microscope is shown in Fig. 6a. A laser beam is first mechanically chopped, attenuated by neutral density filters (ND1) and steered towards the 90:10 beam splitter (BS1) by beam-steering mirrors M1 and M2. The two mirrors allow axis-independent adjustments of the beam path such that it can propagate along the optical axis of all the optical components. The high reflectance ratio of BS1 was chosen to keep the laser power on the sample as high as possible. After reflection from BS1, the beam enters the microscope objective and is focused to a diffraction-limited spot on the sample surface. PL and reflected and scattered laser light are collected by the objective and collimated. The beam enters BS1 again, and the transmitted component (around 10%) is directed along the imaging path or detection path by a removable mirror (M3). The imaging path consists of a 150-mm plano-convex lens (L1), which focuses the collimated PL on a charge-coupled device to form an image (Fig. 6b). Along the detection path, the PL first passes through a focusing lens (L2) with f-number matched to the entrance of a single-grating monochromator. After the lens, a laser blocking filter (F1) is used to prevent laser light entering the detector. For the 808-nm laser, a low-pass (that is, long wavelength passing) filter is used, and for the 1, 064-nm laser a holographic notch filter (HSPF-1064.0-1.0 with optical density of six from Kaiser Optical Systems) is used. At the exit of the monochromator, a calibrated Newport 818-SL (Ge) photodiode collects the monochromatic signal (D2).

Image

( a ) The beam paths for the illumination laser and PL are shown in red and orange, respectively. The text has a full description of the all optical components. ( b ) Images taken of the reference slit of known size, which enables the magnification of the optical system to be characterized in terms of pixels (px) μm −1 . The slits are exchanged for a semiconductor device and the laser spot is imaged on the surface. ( c ) Intensity profile cross-section of the laser spot image showing diffraction-limited performance. The size of the laser spot is determined by taking the 1/ e 2 diameter of the laser spot.

Слика пуне величине

The optical system also has built-in power monitoring of the laser beam. The component of the laser beam initially transmitted through the BS1 is attenuated by calibrated neutral density filters (ND2) and enters a calibrated silicon photodiode (D1). A calibrated two-channel transconductance amplifier with 10 6 V A −1 voltage gain converts the photocurrent signal (on the order of nA) to a voltage signal, which is sent to the lock-in amplifier. All the optical components along the beam path between the entrance of the optical system and the photodiode surface have been calibrated for optical throughput and in this way, the beam power entering any of the components-including on the sample surface-is known.

The photocurrent signal recorded by the Ge photodiode (D2) is first amplified by the transconductance amplifier (using the second channel). The signal is then amplified further by the lock-in amplifier. Similarly, when a solar cell sample is being tested (for example, when measuring the photocurrent power dependence) electrical connections are passed to the transconductance amplifier first and then on to the lock-in amplifier for measurement.

Before entering the optical system the beam is first expanded. This ensures that the beam is as large as possible on the entrance aperture of the microscope objective, which in turn allows the objective to focus the laser to a small diffraction-limited spot. Two lasers were used: a 808-nm diode laser and 1, 064-nm DPSS laser. The 808-nm beam is first collimated by an aspherical lens, then astigmatism correction is applied using a lens pair of cylindrical lenses, which expand the slow axis. This increases the beam area to fill the entrance aperture of the objective without clipping the beam. Although the beam shape is improved, it remains noticeably asymmetric with approximate dimensions of 4 × 1 mm at the entrance aperture of the microscope objective. The 1, 064-nm DPSS laser generates a high-quality TEM00 Gaussian beam, and for this reason beam expansion is easily achieved by a pair of plano-convex lenses. The beam is expanded to a diameter of ∼ 5 mm and fills the entrance aperture of the objective.

As discussed above, the integrated power monitoring allows the power on the sample surface to be known. However, it is the power density (Wm −2 ) that is of fundamental importance for the physical concepts explored in this paper. Therefore, accurate knowledge of the laser spot size on the sample surface is also required. To measure this, a 50-μm slit is placed at the focal point of the microscope and an image of the slit is taken with back illumination (see Fig. 6b, the image marked 'Scale reference'). This provides a magnification parameter for the optical system with units of pixels μm −1 . An image of the laser spot on the sample surface is then taken and converted to absolute units using the magnification parameter (Fig. 6b). In this way, the area of the beam can be determined and the absolute beam irradiance calculated. Figure 6c shows a cross-section of the 1, 064-nm laser spot intensity shown in Fig. 6b. For the 1, 064-nm beam, this procedure yields a 1/ e 2 =4 μm beam diameter, which corresponds to a laser spot size of around 12.5 μm 2 .

Sample descriptions

We have designed and grown three samples. Sample A (shown schematically in Fig. 1b) is a full structure containing a solar cell with a 1, 000 nm absorption threshold and a solar collector layer grown behind the solar cell with a longer wavelength absorption threshold of 1, 060 nm. In 0.195 GaAs/GaAsP 0.32 MQWs with a well/half-barrier thickness of 6.3/7.4 nm are used in the i-region of the solar cell to adjust the absorption threshold to 1, 000 nm. Wider quantum wells with slightly more indium are used for the solar collector layer: In 0.255 GaAs/GaAsP 0.29 MQWs with a well/half-barrier thickness of 15/10 nm. Details of the full structure is shown in Table 1. Samples B and C are control samples with descriptions in Tables 2 and 3, respectively. Sample B is a solar cell reference sample without the solar collector region and is used to characterize the level of directly generated photocurrent by the 1, 064-nm laser. Sample C is a PL heterostructure containing only the 1, 060-nm threshold quantum wells, it was used to perform the Stokes spectroscopy, which established the rate of hot-carrier cooling.

Табела пуне величине

Табела пуне величине

Табела пуне величине

Sample growth and processing

All samples were prepared by a planetary metal-organic vapour phase epitaxy (MOVPE) reactor (AIXTRON HT2000) on n -doped GaAs (100) substrates. Trimethylgallium, trimethylindium, tertiarybutylarsine and tertiarybutylphosphine were used as metal-organic sources for Ga, In, As and P, respectively. The reactor temperature and pressure during growth were nominally 610 °C and 100 mbar, respectively. The V/III ratio and growth rate were, respectively, 15 and 10 nm min −1 ; except for n-GaAs contact and base layers where the values of 10 and 40 nm min −1 were used. In situ wafer curvature measurement (Epicurve from LayTec) was used to monitor strain accumulation during growth and optimize the wafer bowing of the InGaAs and GaAsP regions for zero net strain. After MOVPE growth, the high-resolution X-ray diffraction (004) scan was used to confirm the thickness and atomic composition of the wells and barriers.

The device processing of sample A requires the formation of a top surface contact that is electrically connected to the rear of the solar cell. This is required to electrically isolate the up-converting MQW layer grown directly below the solar cell. The procedure for exposing the rear contact layer (n-GaAs) follows an involved multi-step process. First, a photoresist mask was deposited then photolithography was used to create a metal grid pattern. A Ti/Au (20/250 nm) contact was then deposited using an electron beam evaporator followed by lifting-off of the photoresist. Next, a 1-μm thick layer of SiO 2 was sputtered as an etching mask. Photolithography and chemical etching were used to pattern square areas on the SiO 2 mask followed by inductively coupled plasma dry etching of the n-GaAs contact layer. An AuGe/Ni (350/25 nm) metal contact was deposited by a thermal evaporator using a lithography lift-off technique. This contact was annealed at 380 °C for 5 min by a rapid thermal annealing system. The SiO 2 mask was then removed by buffered hydrofluoric acid solution. Last, the p-GaAs contact layer (located under the Ti/Au metal) was protected from a H 3 PO 4 :H 2 O 2 etch solution whilst other areas were etched away.

Power dependence of Auger-driven thermal up-conversion

Auger recombination is a three-particle process, therefore its rate scales with the cube of electron ( n ) and ( p ) hole density. More specifically:

Image

where the first and second terms account for the Auger processes, which leave a hot electron in the conduction band and a hot hole in the valence band, respectively.

In the samples considered here, the IR laser of irradiance I generates carriers directly into the ground state of the quantum wells, therefore:

Image

Image

Substituting this into the rate equations (5) yields:

Image

In intrinsic semiconductors, such as our samples, under high illumination intensity we should therefore expect R ∝ I 3 dependence. This is because the free carrier population contributed by n -type background doping n = N d =10 14 –10 15 cm −3 is insignificant compared with the photogenerated contribution n = p =10 19 –10 20 cm −3 .

However, a different Auger rate could be expected for n -doped samples at weaker illumination intensities, where the photogenerated contribution is n + p < N d . In such a case, the Auger rate is limited by the available number of photogenerated holes. Стога:

Image

Image

Image

Again using equations (6) we find that at low illumination intensity:

Image

and at high illumination intensity:

Image

Therefore, the order of the Auger process is complex and depends on the doping condition of the sample and the illumination intensity used. The Auger rate can in principle range from n =1 to 3 power dependence. However, for the samples and experimental conditions discussed here (that is, intrinsic semiconductors under very intense illumination) we expect to be firmly in the n =3 regime, which is the justification for using the R ∝ I 3 assumption in the fitting procedure.

External and internal up-conversion efficiency

The external up-conversion efficiency is defined as the ratio of the up-converted photon flux (photons per second) received by the solar cell to the infrared photon flux (from the laser), which enters the quantum wells:

Image

The laser irradiance I , spot area A and energy per photon ℏ ω is accurately known, allowing the n laser to be calculated as:

Image

The photocurrent measurement can be used to find the up-converted photon flux entering the solar cell:

Image

where q is the electronic charge and a up (1, 000 nm)=10% is the absorptivity of the top cell.

In this way we calculate a peak up-conversion efficiency of around 3%, as shown in Fig. 5d.

In this article the lower multiple quantum wells have absorptivity a IR (1, 064 nm)=10% at the laser wavelength. Thus, the internal up-conversion efficiency gives an upper limit of

Image

which is remarkably high.

Коментари

Подношењем коментара пристајете да се придржавате наших Услова и Смерница заједнице. Ако нађете нешто злоупотребно или то није у складу са нашим условима или смерницама, означите то као непримерено.