Двухфотонный фотоэлектрический эффект

Двухфотонный фотоэлектрический эффект (ТФП-эффект) — это метод сбора энергии, основанный на двухфотонном поглощении (ДФА). Эффект TPP можно рассматривать как нелинейный эквивалент традиционного фотоэлектрического эффекта, связанного с высокой оптической интенсивностью. Этот эффект возникает, когда два фотона поглощаются одновременно, образуя пару электрон-дырка .

Фон

ТРА обычно на несколько порядков слабее линейного поглощения при низкой интенсивности света. Он отличается от линейного поглощения тем, что скорость оптического перехода вследствие ДФА зависит от квадрата интенсивности света, таким образом, это нелинейный оптический процесс , который может доминировать над линейным поглощением при высоких интенсивностях. Следовательно, рассеивание мощности из-за TPA и возникающее в результате рассеяние свободных носителей являются вредными проблемами в полупроводниковых устройствах, которые работают на основе нелинейных оптических взаимодействий, таких как эффекты Керра и Рамана , при работе с высокими интенсивностями. Эффект ТТП изучается как возможное решение этого двойного кризиса энергоэффективности.

Хотя некоторые улучшения и теоретические исследования в этой области были сделаны в прошлом, конкретное применение эффекта было впервые численно и экспериментально проанализировано Бахрамом Джалали и его коллегами в 2006 году в Silicon .

Физика

Устройства на эффекте ТПП основаны на волноводах с боковыми диодами с p–n-переходом , в которых мощность накачки теряется нелинейно за счет ДФА и поглощения свободных носителей (FCA) вдоль направления z, перпендикулярного сечению перехода xy.

Связанная оптическая интенсивность определяется следующим уравнением:

${\frac {dI_{p}(z)}{dz}}=\underbrace {-(\alpha +\alpha _{FCA})I_{p}(z)} _{\text{Linear absorption}}-\underbrace {\beta I_{p}^{2}(z)} _{\text{TPA}}$ ( 1 )

где:

α — коэффициент линейного поглощения;

β коэффициент ТПА;

и α _FCA называется коэффициентом FCA, который определяется выражением Сорефа.

Скорость фотогенерации носителей определяется:

$G={\frac {dN}{dt}}=-{\frac {dI_{TPA}}{dz}}\cdot {\frac {1}{2E_{p}}}={\frac {\beta I_{p}^{2}}{2E_{p}}}$

где E _p — энергия фотона и множитель ${\tfrac {1}{2}}$ Это связано с тем, что в процессе участвуют два фотона.

Фототок на единицу длины: ${\textstyle I_{G}=q\cdot A_{eff}\cdot G}$, где ${\textstyle A_{eff}}$– эффективная площадь волновода, q – заряд электрона. Для волновода длины L имеем

$$I_{G}={\frac {\beta qA_{eff}}{2E_{p}}}\int _{0}^{L}I_{p}^{2}(z)dz$$

Мы определяем ${\textstyle I_{p0}}$ как интенсивность связанной накачки при $z=0$. Таким образом, мы получаем следующее выражение:

$$I_{G}={\frac {\beta qA_{eff}I_{p0}^{2}}{2E_{p}}}\int _{0}^{L}{\frac {I_{p}^{2}(z)}{I_{p0}^{2}}}dz$$ ( 2 )

$L_{NL}=\int _{0}^{L}{\frac {I_{p}^{2}(z)}{I_{p0}^{2}}}dz$

Это последнее выражение называется эффективной длиной, которая является нелинейным эквивалентом длины взаимодействия, определенной в оптических волокнах . вклад инжекции и рекомбинации носителей в общий ток, чтобы полный ток фотодиода выражался как: Также необходимо учитывать

$I_{T}=I_{G}+I_{D}+I_{R}$ ( 3 )

Уравнение Шокли дает ВАХ (ампер-напряжение) характеристику идеализированного диода:

$I_{D}=I_{s}(e^{\frac {qV_{s}}{k_{B}T}}-1)$ ( 4 )

Стоимость $I_{s}$ называется током насыщения обратного смещения и определяется как:

$I_{s}=qhL\cdot ({\frac {D_{n}n_{p0}}{L_{n}}}+{\frac {D_{p}p_{n0}}{L_{p}}})$

где h и L определены на рис. 1, а остальные параметры имеют обычное значение, определенное в справочнике Зе « Физика полупроводниковых приборов» .

Уравнение Шокли справедливо, поскольку фотогенерация в областях, легированных N и P, в p – n-диоде пренебрежимо мала. Это контрастирует с традиционной теорией солнечных элементов, согласно которой фотогенерация преимущественно происходит в областях, легированных N и P. как показано на рис. 2.

Из-за структуры PIN (рис. 2) мы должны принять во внимание ток рекомбинации, который мы аппроксимируем рекомбинацией Шокли-Рида-Холла, определяемой как:

$I_{R}={\frac {qh(W+2d)LN_{eff}}{\tau _{n}+\tau _{p}}}$ ( 5 )

где $W+2d$ определяется на рис.1, $N_{eff}$ – эффективная плотность носителей вдоль ${\hat {z}}$ и $\tau _{n}$ и $\tau _{p}$ – времена жизни объемной рекомбинации электронов и дырок соответственно.

В цепи рассеиваемая мощность относится к скорости потери энергии из-за резистивных элементов и традиционно определяется следующим образом:

$P=-I_{G}\cdot V_{m}$ ( 6 )

Теперь мы определяем эффективность сбора, которая представляет собой количество носителей/фотонов, потребляемых TPA:

$\eta _{c}={\frac {I_{T}}{2I_{G}}}$ ( 7 )

Это подходит для таких устройств, как усилители и преобразователи длины волны, где сбор энергии является полезным побочным продуктом, но не основной функцией самого устройства. Если эффект TPP предназначен для использования в фотоэлектрическом элементе, то энергоэффективность $\eta _{p}$ следует учитывать.

Во-первых, внешняя квантовая эффективность определяется выражением $\eta _{ext}=\eta _{coupling}\cdot \eta _{q}$, где $n_{coupling}$ относится к эффективности передачи света в волновод и

$\eta _{q}={\frac {E_{p}I_{T}}{qI_{p0}A_{eff}}}$

который можно аппроксимировать:

$\eta _{q}(V_{m})\approx {\frac {\beta L_{NL}I_{p0}}{2}}$

Наконец, энергоэффективность определяется следующим образом:

$\eta _{p}=\eta _{ext}\cdot {\frac {qV}{E_{p}}}\approx {\frac {\eta _{coupling}q\beta }{2E_{p}}}V_{m}L_{NL}I_{p0}$ ( 8 )

Промежуточная группа

Обычные солнечные элементы основаны на однофотонных переходах между валентной (VB) и зоной проводимости (CB) полупроводника . Использование промежуточного состояния в запрещенной зоне было впервые описано Луке и Марти в 1997 году. Они показали, что с добавлением промежуточного уровня к зонной диаграмме солнечного элемента теоретический предел эффективности может быть значительно выше предела Шокли-Кейссера. модель. Это улучшение возможно за счет захвата субзонных фотонов. Наличие промежуточной полосы позволит поглощать такие фотоны, что приведет к генерации электронно-дырочных пар в дополнение к тем, которые создаются прямыми оптическими переходами. При двух независимых электронных возбуждениях фотоны поглощаются с переходами из валентной (VB) в промежуточную зону (IB) и из промежуточной (IB) в зону проводимости (VB). Для достижения оптимальных результатов любые устройства и процессы считаются идеальными, поскольку соответствующие условия включают бесконечную подвижность носителей , полное поглощение желаемых фотонов, частичное заполнение ИБ для отдачи и получения электронов и отсутствие возможности извлечения тока из ИБ. . В рамках этой концепции предельная эффективность солнечного элемента промежуточного диапазона (IBSC) была рассчитана на уровне 63,1%.

Наличие промежуточной полосы может быть результатом применения нескольких методов, но в первую очередь из-за введения примесей в кристаллическую структуру. Известно, что несколько редкоземельных элементов таким образом создают необходимые состояния между зонами в полупроводниковом материале. Увеличение концентрации таких примесей приводит к возможности формирования промежуточной полосы, что продемонстрировано в сплавах GaAs. Интересной альтернативой является использование технологии квантовых точек . Солнечную батарею можно спроектировать так, чтобы она включала в себя область структуры из квантовых точек, которая создает желаемое ограниченное состояние. В 2001 году Марти и др. предложил возможный метод достижения условия наполовину заполненной зоны. Все еще ведутся активные исследования того, какие материалы демонстрируют такие желаемые характеристики, а также синтез таких материалов.

Марти и др. впервые доказали эффективность основных принципов работы устройства IBSC при производстве фототока. в 2006 году.

Материалы

Полупроводниковые материалы так актуальны потому, что их проводящие свойства можно изменять полезными способами путем введения примесей («легирования») в кристаллическую структуру. Если в одном кристалле существуют две области с разным легированием, создается полупроводниковый переход. Развитие этих переходов лежит в основе диодов, транзисторов и всей современной электроники. Примерами полупроводников являются кремний, германий, арсенид галлия. После кремния арсенид галлия является вторым по распространенности полупроводником.

Кремний (Si)

Кремниевая фотоника широко изучается со времен новаторских работ Сорефа и Петермана в конце 1980-х - начале 1990-х годов. из-за желания создать недорогие фотонные устройства, используя мощную инфраструктуру производства кремния. Кремниевые пластины имеют самую низкую стоимость (на единицу площади) и самое высокое качество кристаллов среди всех полупроводниковых материалов.

Однако аргументы в пользу кремниевой фотоники еще более убедительны. Кремний обладает превосходными свойствами материала, которые важны для фотонных устройств:

• высокая теплопроводность (~ в 10 раз выше, чем у GaAs),
• высокий порог оптического повреждения (~ в 10 раз выше, чем у GaAs),
• высокие оптические нелинейности третьего порядка

Этот последний момент действительно важен для изучения эффекта ТТП. Высокий контраст индекса между кремнием (n = 3,45) и SiO2 (n = 1,45) позволяет масштабировать фотонные устройства до уровня сотен нанометров. Такие поперечные и вертикальные размеры необходимы для полной совместимости с обработкой IC. Кроме того, высокая оптическая интенсивность, возникающая из-за большого контраста показателей (между Si и SiO2), позволяет наблюдать нелинейные оптические взаимодействия, такие как эффекты Рамана и Керра, в устройствах размером с кристалл.

По этим причинам кремний обычно используется в качестве материала для традиционного фотоэлектрического эффекта. Из-за предела Шокли – Квайссера Известно, что максимальная эффективность солнечного преобразования фотоэлектрического элемента с одним pn-переходом составляет около 33,7% для запрещенной зоны 1,34 эВ. Однако ширина запрещенной зоны кремния составляет 1,1 эВ, что соответствует эффективности 32%.

Однако для эффекта TPP результаты эффективности сбора, определенные в (7), представлены на рис. 4 в зависимости от напряжения при различных интенсивностях накачки.

На рис. 4 показано хорошее согласие между экспериментальной, аналитической и численной моделями. Можно провести интерполяцию данных, чтобы показать эффективность сбора около 43% для ${\textstyle V\rightarrow 0}$ в низко-высоких насосах, что действительно приближается к теоретическому пределу, установленному в 50%. Однако это не совсем то же самое для высокой интенсивности накачки. Этот предел эффективности сбора приводит к относительно низкой собственной эффективности, составляющей около 5,5%.

Любые мыслимые средства, улучшающие бета, могут повысить энергоэффективность настоящего подхода, при этом FCA снижается на более коротких длинах волн, увеличивая $L_{NL}$. Сочетание этих двух эффектов может привести к более высокому пределу прогнозируемого эффекта TPP.

Арсенид галлия (GaAs)

Арсенид галлия (GaAs) является важным полупроводниковым материалом для дорогих и высокоэффективных солнечных элементов и используется для монокристаллических тонкопленочных солнечных элементов, а также для многопереходных солнечных элементов.

Каждые два фотона, потерянные из-за TPA, генерируют одну пару электрон-дырка в полупроводниковом материале, и эти фотогенерированные носители доступны для фотоэлектрического преобразования в электрическую энергию, как показано на рисунке 5 для двух конкретных длин волн ( $\lambda =976nm,1550nm$).

TPA наблюдался экспериментально в арсениде галлия (GaAs), и его коэффициент β, рассчитанный в GaAs на длине волны 1,3 мкм, составляет 42,5 см/ГВт (намного выше, чем у кремния: 3,3 см/ГВт). Более того, сообщается, что на телекоммуникационной длине волны 1,55 мкм β составляет около 15 см/ГВт в GaAs по сравнению с 0,7 см/ГВт в кремнии. Таким образом, ожидается, что эффект TPP будет сильнее в GaAs.

Чтобы получить экспериментальные данные для сравнения с теоретическим анализом, на рисунке 6 показано, как TPP может быть реализован в одномодовом волноводе GaAs/AlGaAs с использованием диода с штыревым переходом .

В этой модели учитывается рекомбинация Шокли-Рида-Холла, предполагая, что уровень энергии ловушки расположен в середине запрещенной зоны. Времена жизни объемной рекомбинации электронов и дырок $\tau _{n}$ и $\tau _{p}$в объемном GaAs составляют порядка 10–8 с, что примерно на 2 порядка меньше, чем в объемном кремнии. Поверхностная рекомбинация снижает энергетическую эффективность эффекта ТПП, поскольку электроны и дырки рекомбинируют до того, как они соберутся на контактах.

Эффект TPP более эффективен при 976 нм из-за большего β. Для устройства длиной 5 см при мощности 150 мВт теоретически прогнозируется КПД до 8%, что выше, чем достижимое в кремнии.

Возможные применения

Потенциальным применением двухфотонного фотоэлектрического эффекта является дистанционная подача питания на физические датчики, установленные в критических средах, где опасны электрические искры и следует избегать использования медных кабелей.