TECHNISCHE UNIVERSITÄT DRESDEN Institut für Angewandte Photophysik - Theoretische Grundlagen zur Vorbereitung des F-Praktikumsversuchs.

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1 TECHNISCHE UNIVERSITÄT DRESDEN Institut für Angewandte Photophysik - Theoretische Grundlagen zur Vorbereitung des F-Praktikumsversuchs Solarzelle Janine Fischer 25. Oktober 2011

2 Inhaltsverzeichnis 1 Prinzip 1 2 Ladungsträger in Halbleitern Charakteristische Eigenschaften von Halbleitern Elektronen und Löcher Erhöhung der Leitfähigkeit durch Dotierung Der p-n-übergang Thermisches Gleichgewicht Diodenverhalten Halbleiter unter Beleuchtung: die Solarzelle Absorption von Photonen in Halbleitern Entstehung des Photostroms Einuss von Beleuchtungsintensität und Temperatur auf den Photostrom Ersatzschaltbild einer Solarzelle Kennlinie einer Solarzelle Einuss der Bandlücke auf den Wirkungsgrad Organische Solarzellen Aktueller Stand der Forschung 19

3 1 Prinzip 1 Prinzip Die Funktionsweise einer Solarzelle beruht auf dem photovoltaischen Eekt. Dieser beschreibt in einem Festkörper die direkte Umwandlung von Strahlung in elektrische Energie durch Absorption von Licht. Dafür müssen die folgenden drei Bedingungen erfüllt sein: 1. Die Strahlung muss eingefangen werden (Absorption). 2. Die Lichtabsorption muss zur Anregung beweglicher negativer und positiver Ladungsträger führen. 3. Die Ladungen müssen getrennt werden. Die Bedingungen 1 und 2 werden von halbleitenden Materialien erfüllt (z.b. lizium oder GaAs). Zur Ladungstrennung wird ein Übergang zwischen zwei verschiedenen Halbleitern benötigt (p-n-übergang). 2 Ladungsträger in Halbleitern 2.1 Charakteristische Eigenschaften von Halbleitern Halbleiter besitzen im Vergleich zu Metallen eine geringere elektrische Leitfähigkeit. Im Gegensatz zu Isolatoren (z.b. Plastik) besitzen sie jedoch bei Raumtemperatur leitende Eigenschaften, die bei sehr niedrigen Temperaturen (T 0K) auf null abfallen. Die Leitfähigkeit von Halbleitern steigt tendenziell mit der Temperatur und der Beleuchtung (Photoleitung). Die Energie aus thermischer Anregung bzw. Licht wird benötigt um bewegliche Ladungsträger zu erzeugen, die für die Leitfähigkeit eines Materials notwendig sind. Eine Erklärung dafür liefert das Bändermodell (Abb. 1). Es geht davon aus, dass die Elektronenenergien in einem Kristallgitter aus kontinuierlichen Energiebändern und verbotenen Bereichen, den Bandlücken bestehen. Das Valenzband ist dabei das höchste, bei T = 0K voll besetzte Band. Als Leitungsband werden mögliche Zustände angeregter Elektronen bezeichnet, die zur Leitfähigkeit beitragen. In Metallen überlappen 1

4 2 Ladungsträger in Halbleitern Valenz- und Leitungsband und die Fermi-Energie E F bezeichnet die Energie der höchsten besetzten Zustände bei T = 0K. In Materialien mit einer Bandlücke der Breite E g zwischen Valenz- und Leitungsband liegt die Fermi-Energie innerhalb der Bandlücke, sie ist charakteristisch für die Verteilung der Zustände auf Valenz- und Leitungsband. Ein Halbleiter ist ein Isolator mit schmaler Bandlücke, bei dem Elektronen bereits bei geringer Anregung (thermisch, Licht) ins Leitungsband gelangen können und somit eine geringe Stromleitung ermöglichen. Abbildung 1: Bändermodell für verschiedene Leitungstypen: Im Metall überlappen Valenz- und Leitungsband, das Material ist leitfähig. Im Isolator sind Valenz- und Leitungsband durch eine Bandlücke der Breite E g getrennt. Ein Halbleiter ist ein Isolator mit schmaler Bandlücke. 2.2 Elektronen und Löcher In Halbleitern kann durch thermische Anregung oder Absorption eines Photons ein Elektron aus dem Valenzband in das Leitungsband angehoben werden. Dort kann es sich als negative Ladung quasi-frei bewegen. Dabei hinterlässt das Elektron im Valenzband eine Fehlstelle, die als Loch bezeichnet wird. Das Loch verhält sich wie ein positiv geladener Ladungsträger. Beleuchtung oder thermische Anregung führen also zur Erzeugung eines Elektron-Loch-Paares (Abb. 2). 2

5 2 Ladungsträger in Halbleitern Leitungsband - Energie Bandlücke E g verbotene Zone hf Valenzband + Abbildung 2: Erzeugung eines Elektron-Loch-Paares durch Absorption eines Photons mit der Energie hν: Die Photonenenergie hν muss gröÿer sein als die Bandlücke E g. 2.3 Erhöhung der Leitfähigkeit durch Dotierung Einer der bekanntesten Halbleiter ist lizium, dessen Elektronenhülle vier Elektronen in seiner äuÿersten Schale besitzt. Im liziumkristall bildet jedes Auÿenelektron ein Elektronenpaar mit einem Auÿenelektron des Nachbaratoms. Baut man nun Atome mit fünf Auÿenelektronen (z.b. Phosphor) in den liziumkristall ein, so kann sich das überzählige Elektron leicht vom Phosphoratom lösen und bildet ein frei bewegliches Elektron (Abb. 3a). Das Phosphor bleibt in positiv geladener Form zurück, denn es benötigt fünf Auÿenelektronen um elektrisch neutral zu sein. Diese positive Ladung ist nicht beweglich, da das Phosphoratom fest im Gitter sitzt, und trägt nicht zur Leitfähigkeit bei. Die Leitfähigkeit in Phosphor-dotiertem lizium beruht fast ausschlieÿlich auf den beweglichen Elektronen, die in diesem Fall als Majoritätsladungsträger bezeichnet werden, (die Elektronen sind entsprechend Minoritätsladungsträger ). Man spricht von Elektronenleitung und n-dotierung (nach den negativen Ladungsträgern). Im Gegensatz dazu spricht man von p-dotierung, wenn in den liziumkristall Atome mit drei Auÿenelektronen (z.b. Bor) eingebaut werden (Abb. 3b). In dem Fall wird das bei Bor fehlende Elektron vom liziumkristall nachgeliefert und es entsteht ein frei bewegliches Loch im liziumkristall. Das Bor bleibt in negativ geladener Form zurück, denn es ist nur mit drei Auÿenelektronen elektrisch neutral. Diese negative Ladung ist nicht beweglich, trägt also nicht zur Leitfähigkeit bei (Minoritätsladungsträger). Die Majoritätsladungsträger in Bor-dotiertem lizium sind die beweglichen Löcher, man spricht 3

6 3 Der p-n-übergang P P + (a) n-dotierung (P) B - + B (b) p-dotierung (B) Abbildung 3: Dotierung in lizium-kristallen. In beiden Fällen bleibt das Dotieratom mit seiner Ladung fest, während der generierte Ladungsträger frei beweglich ist und zur Leitfähigkeit beiträgt. daher von Löcherleitung und p-dotierung (entsprechend der positiven Ladungsträger). Unabhängig von der Dotierung gilt stets die Neutralitätsbedingung, d.h. auch dotierte Halbleiter sind als ganzes elektrisch neutral. Im n-dotierten Halbleiter ist z.b. die Zahl von freien Elektronen gleich der Zahl positiv geladener Dotieratome; die Zahl der freien Löcher ist dagegen vernachlässigbar klein. 3 Der p-n-übergang 3.1 Thermisches Gleichgewicht Bringt man einen p-dotierten und einen n-dotierten Halbleiter in Kontakt, mischen sich im Grenzgebiet die Elektronen aus dem n-gebiet und Löcher aus dem p-gebiet aufgrund von Diusion. Dabei löschen sich entgegengesetzt geladene, bewegliche Ladungsträger gegenseitig aus, sie rekombinieren. Es entsteht ein Bereich nahe des Übergangs, der wesentlich weniger freie Ladungsträger enthält als die weit entfernten Gebiete, die sogenannte Verarmungszone (Abb. 4). 4

7 3 Der p-n-übergang Abbildung 4: Schematische Darstellung eines p-n-übergangs im (Kreise: bewegliche Ladungsträger, Quadrate: ortsfeste Dotanden): In der Raumladungszone löschen sich die beweglichen positiven und negativen Ladungsträger gegenseitig aus, sodass nur ortsfeste Dotanden zurückbleiben und ein lokales E-Feld ausbilden. Die äuÿeren Gebiete sind neutrale Gebiete mit gleicher Zahl an freien Ladungsträgern und ortsfesten, geladenen Dotanden. In der Verarmungszone bleiben die geladenen Dotieratome (hier Bor bzw. Phosphor) zurück. Es entsteht ein positiv geladener Bereich im n-halbleiter und ein negativ geladener Bereich im p-halbleiter, die zusammen als Raumladungszone (RLZ) bezeichnet werden und keine beweglichen Ladungsträger enthalten. Die RLZ ist mit der Verarmungszone identisch. Die elektronischen Eigenschaften eines p-n-übergangs sind in Abb. 5 dargestellt. 3.2 Diodenverhalten Legt man an den p-n-übergang eine äuÿere Spannung so an, dass plus an der Seite des p-halbleiters und minus an der des n-halbleiters anliegt, so werden aus beiden Richtungen werden freie Ladungsträger in die Verarmungszone gedrückt. Die gleichnamigen Ladungsträger stoÿen sich ab und ein Stromuÿ durch die Verarmungszone wird möglich. Man spricht von Polung in Durchlassrichtung (Abb. 6a). Beim Anlegen einer Spannung in entgegengesetzter Richtung werden Ladungsträger aus der Nähe der Verarmungszone zu den Kontakten gezogen, wo sie rekombinieren. Die Verarmungszone wird breiter und es können keine neuen Ladungsträger mehr nachgeliefert werden. Es ieÿt nahezu kein Strom, man spricht daher von Polung in Sperrrichtung (Abb. 6b). Der p-n-übergang ist in der Elektrotechnik als Diode bekannt, mit der di- 5

8 3 Der p-n-übergang (a) (b) (c) (d) Abbildung 5: Energiebandmodell des p-n-übergangs: (a) Bandmodell für p- und n-seite für den gedachten Fall einer totalen Entkopplung, E V /E L - Ober- /Unterkante von Valenz-/Leitungsband, E D /E A Donator-/Akzeptorniveau, E F - Fermi-Niveau; (b) im thermischen Gleichgewicht in einem realen Kristall müssen die Fermi-Niveaus am Dotierübergang gleich hoch liegen. Daraus ergibt sich eine Bandverbiegung in der Übergangszone, die durch das Potential V (x) beschrieben wird, V D ist die Diusionsspannung der Diode im thermischen Gleichgewicht; (c) zeigt die Raumladung ρ(x), die sich in der Verarmungszone ergibt; (d) beschreibt den qualitativen Verlauf der Konzentrationen von ionisierten Akzeptoren N A und ionisierten Donatoren N + D, von Löchern p und Elektronen n, sowie der intrinsischen Ladungsträgerkonzentration n i. Häug sind Donatoren und Akzeptoren fast vollständig ionisiert. 6

9 3 Der p-n-übergang Strom + - (a) Durchlassrichtung Strom + (b) Sperrrichtung Abbildung 6: Diodenverhalten des p-n-übergangs. (a) Bei Polung in Durchlassrichtung werden Ladungsträger in die Verarmungszone gedrückt, (b) in Sperrrichtung werden sie herausgezogen. 7

10 4 Halbleiter unter Beleuchtung: die Solarzelle odentypischen Strom-Spannungs-Kennlinie (Abb. 7). Abbildung 7: Kennlinie einer Diode. Die Kennlinie einer idealen Diode wird beschrieben durch die Shockley-Gleichung: I = I S ) (e eu a k B T 1, mit dem Sättigungsstrom I S, der angelegten Spannung U, dem Diodenidealitätsfaktor a, der Boltzmann-Konstante k B und der Temperatur T. 4 Halbleiter unter Beleuchtung: die Solarzelle 4.1 Absorption von Photonen in Halbleitern Um eine möglichst eektive Solarzelle zu bauen, muss möglichst viel Licht absorbiert werden. Die Lichtabsorption wird beschrieben durch das Absorptionsgesetz: i(z) = (1 R) i 0 e αx, mit der Lichtintensität i beim Durchgang durch die Materie, der Reektivität R, dem Absorptionskoezient α ([α] = 1/cm) und der Intensität i 0 des einfallenden Strahls. Treen Photonen genügend hoher Energie auf ein Halbleitermaterial, so werden Elektro- 8

11 4 Halbleiter unter Beleuchtung: die Solarzelle Abbildung 8: Spektrale Abhängigkeit des Absorptionskoezienten α für verschiedene Halbleiter: Der steile Abfall bei ca. 1,1 ev verdeutlicht die Breite der Bandlücke E g. 9

12 4 Halbleiter unter Beleuchtung: die Solarzelle nen aus dem Valenzband über die Energielücke E g ins Leitungsband angehoben. Sowohl das negativ geladene Elektron im Leitungsband als auch das positive Loch im Valenzband können sich dann quasifrei im Material bewegen. Jedes Photon kann in einem Halbleiter höchstens ein Elektron-Loch-Paar erzeugen. Photonen mit einer Energie hν < E g gehen verloren. Für sie ist der Halbleiter transparent. Die so entstandenen freien Ladungsträger werden, sofern sie bis zum p-n-übergang gelangen, durch das am p-n-übergang vorhandene E-Feld getrennt und tragen zum Photostrom bei. Um das Sonnenlicht möglichst eektiv zu absorbieren, muss die Halbleiterschicht genügend dick sein. Die meisten der verwendeten Halbleiter haben im sichtbaren Spektralbereich ein sehr hohes Absorptionsvermögen α, so dass bereits dünne Schichten (nur wenige µm dick) ausreichen, um den gröÿten Teil des Sonnenlichts zu absorbieren (direkte Halbleiter). Eine Ausnahme macht das lizium, bei dem die Absorption nur langsam mit der Photonenenergie ansteigt (indirekter Halbleiter, Abb. 8). Bei sind daher gröÿere Schichtdicken nötig (bei einkristallinem etwa 300µm). Sehr hohe Absorptionsraten wie in organischen Solarzellen erlauben dagegen extrem dünne Schichten im Bereich 100nm (siehe auch Abschnitt 4.7). Das Spektrum des Sonnenlichts ist allerdings nicht homogen, sondern zu jeder Wellenlänge gibt es eine bestimmte Häugkeit, mit der diese Photonen auftreten (Abb. 9). Deshalb steigt die spektrale Empndlichkeit von liziumsolarzellen zusammen mit der Absorption nur bis zu einem Maximum an und fällt dann wieder ab. 4.2 Entstehung des Photostroms Wird der p-n-übergang (ohne äuÿere Spannung) beleuchtet, werden zusätzliche Elektron- Loch-Paare erzeugt. Erfolgt diese Anregung in der Verarmungszone, wird das Elektron von der positiven Raumladung in Richtung n-gebiet gezogen während das Loch von der negativen Raumladung in Richtung p-gebiet gezogen wird. Das Elektron-Loch-Paar wird also in der Raumladungszone getrennt. Haben die Ladungsträger den Rand der Raumladungszone erreicht, so schieben sie andere Ladungsträger derselben Sorte vor sich her. Ist kein Verbraucher angeschlossen, dann stauen sich die Ladungen an den Kontakten, d.h. die Solarzelle erzeugt eine Spannung (vgl. Batterie). Wird ein Verbraucher angeschlossen, dann ieÿt ein Strom durch die gesamte Zelle und den Verbraucher hindurch, der sogenannte Photostrom. 10

13 4 Halbleiter unter Beleuchtung: die Solarzelle Abbildung 9: Spektrum Abhängigkeit des Sonnenlichts: AM0 (air mass zero) ist die auÿerhalb der Erde gemessene Strahlungsleistung; AM1 die durch Absorption und Streuung geschwächte Anteil, der die Erde erreicht, wenn die Sonne bei klarem Himmel im Zenit steht; tatsächliche Werte liegen aufgrund von Bewölkung und einer gröÿeren Schichtdicke bei schräg einfallendem Strahl meist darunter. Licht Abbildung 10: Ladungstrennung in der Raumladungszone. 11

14 Energie 4 Halbleiter unter Beleuchtung: die Solarzelle Wird ein Photon auÿerhalb der Verarmungszone absorbiert, entsteht dort ein Ladungsträgerpaar, auf das zunächst keine Kraft wirkt. Die Ladungsträger werden durch die thermischen Schwingungen des Halbleiterkristalls umher gestoÿen, d.h. sie führen willkürliche Bewegungen aus (Diusion). Gelangen sie dabei zufällig in die Raumladungszone, dann werden sie dort getrennt und tragen auch zum Photostrom bei. Entscheidend für den Wirkungsgrad der Solarzelle ist, dass die angeregten Ladungsträger auf ihrem Weg in die Verarmungszone keine Störstellen (z.b. Fremdatome, Baufehler im Kristallgitter...) antreen, von denen sie eingefangen werden können. p-gebiet Raumladungszone n-gebiet Leitungsband eu D + Valenzband Abbildung 11: Energieniveauschema zur Veranschaulichung des Photostroms: Elektronen verhalten sich wie Steine, d.h. sie rollen nach unten; Löcher verhalten sich wie Luftblasen, d.h. sie steigen nach oben. Elektron-Loch Paare, die in der Raumladungszone erzeugt werden, werden durch das Gefälle sofort getrennt. Eine andere Möglichkeit zur Erklärung des Photostroms liefert das Energieniveauschema (Abb. 11). Dargestellt ist die Energie, die Elektronen an der Kante von Valenz- und Leitungsband an verschiedenen Orten im p-n-übergang haben. Das Gefälle der Bänder in der Raumladungszone veranschaulicht das elektrische Feld, d.h. die Kraft, die auf die Ladungsträger wirkt. Die Gesamthöhe des Gefälles symbolisiert die eingebaute Spannung U D in der Raumladungszone des p-n-übergangs (multipliziert mit der Elementarladung e). Erfolg die Absorption auÿerhalb der Raumladungszone (z.b. im Inneren des p-gebiets), liegt kein Gefälle vor, und die Ladungsträger bewegen sich willkürlich bis sie zufällig die Raumladungszone erreichen. Löcher aus dem p-gebiet (Majoritäten) können wegen der energetischen Barriere die Raumladungszone nicht durchdringen, photogenerierte Elektronen aus dem p-gebiet (Minoritäten) hingegen werden von der Raumladungszone abgesaugt. 12

15 Energie 4 Halbleiter unter Beleuchtung: die Solarzelle 4.3 Einuss von Beleuchtungsintensität und Temperatur auf den Photostrom Ohne Beleuchtung bendet sich die Zelle im Gleichgewicht. Die eingebaute Spannung U D fällt daher ausschlieÿlich über der Raumladungszone ab (Verbiegung der Bänder) und kann nicht von auÿen abgegrien werden (siehe auch Abschnitt 3.2 zum p-n-übergang). Erst bei Beleuchtung wird U D in eine auÿen an der Zelle abgreifbare Spannung, die Leerlaufspannung U OC (oc: open circuit = oener Stromkreis), umgesetzt. Bei geringer Beleuchtung ist die messbare (Photo-)Leerlaufspannung U OC deutlich kleiner als die eingebaute Spannung U D, da der Photostrom teilweise durch die Diusion von Majoritäsladungsträgern (z.b. Löcher aus dem p-gebiet Richtung n-gebiet) aufgehoben wird. Derselbe Eekt tritt auch bei geeigneter Beleuchtung und hohen Temperaturen auf, da die durch die Beleuchtung erzeugten Ladungsträger einem mit der Temperatur zunehmendem Diusionsstrom ausgesetzt sind (Abb. 12). p-gebiet Raumladungszone - n-gebiet Leitungsband eu D + eu oc Valenzband Photostrom I : Steigt mit Lichtintensität ph Diffusionsstrom I : Steigt mit Temperatur D Abbildung 12: Energienieveauschema, gepunktet: ohne Beleuchtung, durchgezogene Linien: Energieniveaus unter Beleuchtung im Leerlauall (Strom kann nicht abieÿen). Die Diusion (Stromuss aus einem Gebiet mit hoher Ladungsträgerkonzentration in ein Gebiet geringer Konzentration) arbeitet stets gegen den Photostrom. Entscheidend für die nutzbare Photospannung ist das Verhältnis aus Photostrom und Diusionsstrom, d.h. je niedriger die Temperatur und je höher die Lichtintensität, desto gröÿer U OC. 13

16 4 Halbleiter unter Beleuchtung: die Solarzelle 4.4 Ersatzschaltbild einer Solarzelle Die ideale Solarzelle kann als eine Diode betrachtet werden, in der durch die Beleuchtung ein zusätzlicher Photostrom I P h generiert wird, und kann durch die um den Photostrom erweiterte Diodengleichung beschrieben werden: I = I S ) (e eu a k B T 1 I P h. In einer realen Solarzelle treten jedoch Verluste auf, die durch zusätzliche Widerstände im Schaltbild (Abb. 13) dargestellt sind. Die Solarzelle ist im wesentlichen eine Diode einem parallel geschalteten Stromgenerator, den der Photostrom I P h liefert. Eine von auÿen angelegte Spannung U wird um den Spannungsabfall IR S am inneren Serienwiderstand R S vermindert, der durch den Bahnwiderstand des Halbleitermaterials und der Kontakte verursacht wird. Ein Parallelwiderstand R P beschreibt auftretende Leckströme an der nichtidealen n-p-grenzäche (z.b. durch Materialunreinheiten) bzw. am Rande der ächenhaften Diode. Der Gesamtstrom einer nichtidealen Solarzelle ergibt damit zu I = I S ( ) e e(u IR S ) a k B T 1 I P h + U IR S R P mit dem Serienwiderstand R S und dem Parallelwiderstand R P. I I Abbildung 13: Ersatzschaltbild einer realen Solarzelle: Die Diode mit dem Diodenstrom I D wird erweitert um einen Generator, der den Photostrom I P h erzeugt, sowie je einen Parallel- und Serienwiderstand (R P und R S ). Aus der impliziten Gleichung ist erkennen, dass bereits ein geringer Serienwiderstand den Gesamtstrom beeinträchtigt. Bei gröÿeren Werten von R S wird auch der Photostrom reduziert. Die Verhinderung von Leckströmen und damit ein möglichst groÿer Parallelwiderstand kann die Verluste eingrenzen. In einer guten Solarzelle muss R S klein sein und R P groÿ. Die genauen Zusammenhänge zwischen Kennlinie und Wirkungsgrad werden im Folgenden besprochen. 14

17 4.5 Kennlinie einer Solarzelle 4 Halbleiter unter Beleuchtung: die Solarzelle Die Strom-Spannung-Kennlinie einer Solarzelle ist in Abb. 14 für den beleuchteten und unbeleuchteten Fall dargestellt. Stromstärke I ohne Beleuchtung (klassische Diode) Leerlaufspannung U OC Kurzschlussstrom I SC Spannung U Maximaler Leistungspunkt (MPP) mit Beleuchtung Abbildung 14: Kennlinie einer Solarzelle mit charakteristischen Punkten. Aus der Kennlinie entnimmt man die Leerlaufspannung U OC, den Kurzschlussstrom I SC (sc: short circuit) und den Arbeitspunkt MPP (maximum power point), bei dem die Leistung der Solarzelle P = U MP P I MP P - repräsentiert durch die rechteckige Fläche unter dem Graphen - maximal wird. Ein weiterer wichtiger Parameter zur Charakterisierung von Solarzellen ist der Füllfaktor F F, der sich bestimmt aus dem Quotienten der Leistung am MPP (Rechteckäche) und der Rechteckäche aus oener Klemmspannung U OC und Kurzschlussstrom I SC. Den Wirkungsgrad η einer Solarzelle bestimmt man aus der umgesetzten elektrischen Leistung P u im Vergleich zur einfallenden Strahlungsleistung P e über: η = P nutz P e = F F I SC U OC P e. Die Kennlinie allein ermöglicht somit eine Aussage über die Ezienz der Solarzelle. 15

18 4 Halbleiter unter Beleuchtung: die Solarzelle 4.6 Einuss der Bandlücke auf den Wirkungsgrad Der theoretisch erreichbare Wirkungsgrad unterscheidet sich für verschiedene Halbleitermaterialien entsprechend ihrer Bandlücke (Abb. 15). Wirkungsgrad(%) GaAs AlSb InP CdTe GaAs 0.5 P 0.5 CuInSe 2 CdS Ge 0,6 0,8 1,0 1,2 1,4 1,6 1,8 2,0 2,2 2,4 2,6 Energielücke(eV) Abbildung 15: Theoretischer Wirkungsgrad für verschiedene Halbleiter. Halbleitermaterialien mit einer Bandlücke von ca. 1, 5eV sind für Solarzellen optimal geeignet. Für gröÿere und kleinere Werte nimmt der theoretisch mit einem Material erreichbare Wirkungsgrad ab. Im Falle einer sehr groÿen Bandlücke reicht die Energie der Photonen oft nicht um ein Elektron-Loch-Paar zu erzeugen. Ist die Bandlücke zu klein, können zwar viele Ladungsträgerpaare erzeugt werden, jedoch wird ein Groÿteil der Energie sofort durch Relaxation an die Bandkanten abgegeben. Die Bandlücke ist eine obere Grenze für die eingebaute Spannung, die wiederum die Leerlaufspannung nach oben beschränkt (eu OC < eu D < E g ). 4.7 Organische Solarzellen (nach W. Tress: Die organische Solarzelle (2010).) Organische Solarzellen unterscheiden sich von anorganischen, kristallinen Solarzellen (lizium, Galliumarsenid,...) durch die Verwendung von organischen Materialien (Kohlenwasserstoverbindungen wie z.b. Polymere), die über eine Delokalisation von Elektronen 16

19 4 Halbleiter unter Beleuchtung: die Solarzelle über die Moleküle (sog. π-systeme) halbleitende Eigenschaften aufweisen. Die Wechselwirkung zwischen den Molekülen ist gering, weshalb organischen Schichten meist amorph sind. Im Gegensatz zur Anorganik ist nach der Absorption eines Photons das erzeugte Elektronen-Loch-Paar nicht frei beweglich, sondern auf dem Molekül lokalisiert, es ist ein Anregungszustand das Moleküls, mit anderen Worten ein Exziton. Organische Materialien haben einen geringen Polarisationseekt, d.h. eine kleine Dielektrizitätszahl und somit starke Bindung des erzeugten Elektronen-Loch-Paares an das Molekül. Der eigentliche Ladungsträgertransport geschieht über einen thermisch aktivierten und feldunterstützten Hüpfprozess (im Gegensatz zur klassischen Bandleitfähigkeit in anorganischen Halbleitern), da die Elektronenwellenfunktionen stark lokalisiert sind. Die Beweglichkeiten von Ladungsträgern sind daher wesentlich geringer (< 10 3cm 2 /V s im Vergleich zu Werten > 1000cm 2 /V s für kristalline anorganische Halbleiter). Dies ermöglicht die Verwendung sehr geringer Schichtdicken (100nm), damit bei Spannungen, wie sie in Solarzellen auftreten, noch Strom ieÿen kann. Dafür ist wiederum ein sehr groÿer Absorptionskoezient des aktiven Materials notwendig, was bei vielen organischen Stoen in gewissen Wellenlängenbereichen der Fall ist. Das so erzeugte Exziton hat eine sehr hohe Bindungsenergie (Dierenz zum freien Elektronen-Loch-Paar, Werte > 0.3eV ), die durch die Temperatur oder das Feld in der Schicht nicht aufgebracht werden kann, sodass das Exziton nicht getrennt wird. Abbildung 16: Exzitonentrennung am Heteroübergang. 17

20 4 Halbleiter unter Beleuchtung: die Solarzelle Zur Exzitonentrennung wird ein Heteroübergang benötigt, d.h. ein anderes, benachbartes Molekül mit Orbitalenergien, die einen Ladungstransfer begünstigen (analog zu einem p-n-übergang, siehe Abb. 16). Nach der Trennung am Heteroübergang bendet sich das Elektron auf dem sogenannten (Elektronen-)Akzeptormaterial und das Loch auf dem (Elektronen-)Donator, von wo die entstandenen Ladungsträger jeweils zu den Kontakten abtransportiert werden. Abbildung 17: Schematische Darstellung der verschiedenen Schichten einer organischen Solarzelle mit einer Mischschicht aus Zink-Phthalocyanin (ZnPc) und Fulleren (C 60 ) zur Exzitonentrennung. Wie in der Dünnschichttechnologie üblich werden die aktiven Schichten auf eine transparente Kontaktschicht aufgebracht (Glas mit transparentem, leitfähigem Oxid) und mit einer reektierenden Elektrode abgeschlossen. Aufgrund der geringen Schichtdicken (10 100nm), die kleiner sind als die Kohärenzlänge des Lichtes, müssen Interferenzeekte berücksichtigt werden, um die Absorption zu maximieren. Dies wird durch die Transportschichten, die als Abstandhalter dienen, realisiert. In der Regel erfolgt die Erzeugung der Exzitonen allerdings nicht im direkten Umfeld einer Grenzäche. Um zu einem Heteroübergang zu gelangen, muss das Exziton über Diusion eine gewisse Strecke zurücklegen, wobei die Diusionslängen von Exzitonen in organischen Materialien sehr gering (ca. 10nm) sind. Trit es innerhalb seiner Lebensdauer auf keine Grenzäche, relaxiert es. Deshalb werden die beiden Materialien in einer Mischschicht abgeschieden, wobei eine Phasenseparation mit Domänen im Bereich 18

21 5 Aktueller Stand der Forschung der Diusionslänge angestrebt wird, sodass möglichst alle Exzitonen ein Heterointerface erreichen (Abb. 17). Dabei kann der Abtransport nur gut funktionieren, wenn die Mischschicht noch geschlossene Pfade der einzelnen Materialien zulässt, da sonst erhebliche Rekombinationsverluste zwischen sich begegnenden Elektronen und Löchern auftreten. 5 Aktueller Stand der Forschung Die Entwicklung der Photovoltaik hat in den letzten 30 Jahren viele Fortschritte erzielt und ist auf dem Weg sich auf dem Markt der erneuerbaren Technologien zur Energieversorgung zu etablieren. Dafür spielt die kontinuierliche Verbesserung der Ezienz eine wichtige Rolle (aktuelle Entwicklungen der Ezienzen unter agruppen/osol/?download=eciencies.pdf). In der anorganischen Photovoltaik sind die eektivsten Solarzellen nicht für die Massenproduktion geeignet, da die Grundmaterialien (oft Seltene Erden) nicht ausreichend verfügbar bzw. zu teuer sind. liziumsolarzellen sind derzeit für die Massenproduktion die geeignetsten, da lizium in Form von Sand als Ausgangsmaterial quasi unendlich zur Verfügung steht. Dennoch geht der Trend zunehmend zu -Dünnschichttechnologien, die den kristallinen -Zellen insbesondere in den Herstellungskosten überlegen sind, bei vergleichbarer Qualität. Ein junger Zweig der Photovoltaik basiert auf organischen Materialien, die zwar derzeit (noch?) nicht die Ezienzen der Anorganik erreichen, jedoch durch enorme Variabilität der Materialien sowie exible Formen und Farben eine sehr groÿe Produktvielfalt erwarten lassen. Die Herausforderungen dieses jungen Forschungsbereichs liegen hier insbesondere in der Steigerung der Ezienz und Lebensdauer mit anschlieÿender Marktreife durch günstige Produktionskosten. Derzeit sind in diesem Bereich erste Nischenprodukte auf dem Markt (Abb. 18). 19

22 5 Aktueller Stand der Forschung (a) Flexibles Solarmodul, FhG ISE. (b) Sun Bag mit Akku zum Auaden mobiler Geräte, Konarka. Abbildung 18: Erste kommerziell erhältliche Produkte aus der organischen Photovoltaik. 20