Une étude approfondie sur plusieurs couches ETL et HTL pour la conception et la simulation de haute

Sep 15, 2023

Rapports scientifiques volume 13, Numéro d'article : 2521 (2023) Citer cet article

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Le chlorure d'étain et de césium (CsSnCl3) est un matériau absorbant potentiel et compétitif pour les cellules solaires à pérovskite sans plomb (PSC). Le plein potentiel de CsSnCl3 n'a pas encore été réalisé en raison des défis possibles de la fabrication de dispositifs sans défaut, de l'alignement non optimisé de la couche de transport d'électrons (ETL), de la couche de transport de trous (HTL) et de la configuration favorable du dispositif. Dans ce travail, nous avons proposé plusieurs configurations de cellules solaires (SC) à base de CsSnCl3 utilisant un simulateur de capacité de cellule solaire unidimensionnel (SCAPS-1D) avec différents ETL compétents comme l'indium-gallium-zinc-oxyde (IGZO), le dioxyde d'étain (SnO2) , disulfure de tungstène (WS2), dioxyde cérique (CeO2), dioxyde de titane (TiO2), oxyde de zinc (ZnO), C60, PCBM et HTL d'oxyde cuivreux (Cu2O), oxyde cuivrique (CuO), oxyde de nickel (NiO), oxyde de vanadium (V2O5), iodure de cuivre (CuI), CuSCN, CuSbS2, Spiro MeOTAD, CBTS, CFTS, P3HT, PEDOT:PSS. Les résultats de la simulation ont révélé que les pérovskites halogénures à base de ZnO, TiO2, IGZO, WS2, PCBM et C60 ETL avec hétérostructure ITO/ETL/CsSnCl3/CBTS/Au présentaient une efficacité de photoconversion exceptionnelle en conservant les valeurs des paramètres photovoltaïques les plus proches parmi 96 configurations différentes. De plus, pour les six configurations les plus performantes, l'effet de l'absorbeur CsSnCl3 et de l'épaisseur ETL, de la résistance série et shunt, de la température de fonctionnement, de l'impact de la capacité, de Mott-Schottky, du taux de génération et de recombinaison, des propriétés courant-tension et de l'efficacité quantique sur performances ont été évaluées. Nous avons constaté que les ETL comme TiO2, ZnO et IGZO, avec CBTS HTL, peuvent agir comme des matériaux exceptionnels pour la fabrication de SC à hétérojonction à haute efficacité (η ≥ 22 %) à base de CsSnCl3 avec structure ITO/ETL/CsSnCl3/CBTS/Au. Les résultats de simulation obtenus par le SCAPS-1D pour les six meilleures configurations SC CsSnCl3-perovskites ont été comparés par l'outil wxAMPS (widget fourni analyse des structures microélectroniques et photoniques) pour une validation ultérieure. De plus, les propriétés structurelles, optiques et électroniques ainsi que la densité de charge électronique et la surface de Fermi de la couche absorbante de pérovskite CsSnCl3 ont été calculées et analysées à l'aide de calculs de premier principe basés sur la théorie fonctionnelle de la densité. Ainsi, cette simulation approfondie ouvre une voie de recherche constructive pour fabriquer des SC hautes performances à base de pérovskite CsSnCl3 rentables, à haut rendement et sans plomb pour un environnement vert sans plomb et sans pollution.

Les sociétés industrielles et universitaires accordent une grande attention à la technologie nouvellement développée des PSC aux halogénures de plomb (Pb) avec leurs progrès les plus remarquables dans les rendements de conversion de puissance (PCE) dépassant 23%. Les propriétés optoélectroniques distinctives, la technique de synthèse simple basée sur une solution, les caractéristiques économiques et respectueuses de l'environnement ont attiré la curiosité scientifique pour les nanocristaux de pérovskite aux halogénures métalliques entièrement inorganiques de CsPbX3, (X = halogènes) ces dernières années1,2. Bien que les performances des pérovskites aux halogénures de plomb inorganiques soient excellentes, le problème de la toxicité inhérente au plomb n'a pas encore été correctement traité3. Par conséquent, la pérovskite à base d'étain (Sn) CsSnX3 a été une excellente option à utiliser dans les SC, en raison de la non-toxicité des ions Sn2+4,5. Les pérovskites CsSnX3 ont transité de Sn2+ à Sn4+ plus stable par oxydation, ce qui a entraîné une forte sensibilité au milieu environnant6.

La symétrie élevée de la structure pérovskite avec la configuration électronique s2p0 de Sn donne des transitions autorisées directes, des coefficients d'absorption optique élevés, de petites masses effectives de porteurs et une tolérance élevée aux défauts, ce qui se traduit par des performances optoélectroniques supérieures7,8,9,10. Le processus de migration intrinsèque des ions dans ABX3 (A = métal alcalin ou cation moléculaire monovalent ; B = Pb ou Sn ; X = halogène) se traduit par une super stabilité du dispositif11. En raison de ces caractéristiques attrayantes, ces semi-conducteurs optoélectroniques à base d'halogénure et de pérovskite ont récemment fait l'objet de plusieurs tentatives de commercialisation12,13.

La plupart des dispositifs de cellules solaires utilisent des structures mésoporeuses et planes, qui ont une couche absorbante de pérovskite entre le HTL et l'ETL. L'ETL est la couche à travers laquelle les électrons se déplacent de la pérovskite mésoscopique et des nanoparticules conventionnelles d'oxydes métalliques mésoporeux comme TiO214,15,16 et ZnO17,18, tandis que les trous sont efficacement transportés à travers une variété de HTL, comme indiqué ailleurs19,20,21,22 . L'absorbeur de pérovskite est supporté par ces couches de manière significative, mais l'épaisseur, la concentration de porteurs et les défauts de masse associés doivent être ajustés pour obtenir les meilleures performances cellulaires avec une stabilité supérieure. Plusieurs matériaux semi-conducteurs tels que TiO2, ZnO, WO3 et SnO223 ont été utilisés comme ETL, tandis que TiO2 avec une structure anatase s'avère être un matériau prometteur avec une large bande interdite et des états de défauts intermédiaires inférieurs, ainsi qu'une mobilité électronique élevée24, 25,26. Les ETL tels que TiO2, y compris plusieurs semi-conducteurs, dont ZnO, SnO2, ont rarement été étudiés à ce jour. Par conséquent, une enquête approfondie sur l'utilisation de plusieurs semi-conducteurs prometteurs tels que les ETL pour explorer le plein potentiel des cellules solaires à base de pérovskite CsSnX3 est nécessaire27.

De plus, les HTL affectent considérablement les performances, la durabilité et les coûts de fabrication des cellules solaires28,29,30. Classiquement, les petites molécules inorganiques/organiques et les HTL polymères peuvent être classés en fonction de leur structure chimique et de leur contenu. Les HTL inorganiques (par exemple, CuI, CuSCN, NiO)31 sont plus stables chimiquement et peu coûteuses32 par rapport aux HTL organiques comme Spiro-MeOTAD, PEDOT : PSS et PTAA33,34,35. Mais la mauvaise extraction des porteurs a empêché l'obtention de performances photovoltaïques performantes, tandis que les HTL à base de petites molécules sont trop instables mais aident à obtenir des PCE comparables36. Les HTL polymères comme Spiro MeOTAD et P3HT31 sont plus stables à des températures élevées, résistants à l'eau et compatibles avec d'autres matériaux. Cependant, le thiostannate de cuivre et de baryum (CBTS) est un matériau à couche mince abondant dans la terre et stable à l'air avec une bande interdite réglable, un coefficient d'absorption élevé, une structure cristalline non centrosymétrique et une grande taille atomique37,38. Ainsi, le CBTS est un matériau potentiel et compétent à utiliser comme HLT pour la conception de SC hautes performances.

Pour une meilleure prédiction de l'adéquation du composé du titre dans les applications photovoltaïques, des calculs de premier principe à l'aide du logiciel CASTEP ont également été utilisés pour évaluer les caractéristiques structurelles, électroniques et optiques de l'absorbeur CsSnCl3 dans le contexte de la théorie fonctionnelle de la densité (DFT). Certains rapports expérimentaux et théoriques sur ce composé ont été trouvés ces derniers temps39,40. La pérovskite du titre a été synthétisée par la technique d'injection à chaud à basse température avec une température de 200 °C couplée à une étude théorique basée sur la DFT. Les propriétés électroniques et optiques ont été calculées à l'aide du potentiel GGA + U et une cohérence entre les résultats expérimentaux et théoriques a été trouvée41. Islam et al.42,43 ont étudié les propriétés optoélectroniques, structurelles et mécaniques du composé CsSnCl3 sous l'application d'une pression hydrostatique et d'un dopage métallique (Cr/Mn) dans des pérovskites CsSnCl3 en utilisant la méthode des premiers principes basée sur la DFT. Il a été rapporté que la bande interdite électronique était considérablement réduite sous l'effet de la pression et du dopage métallique. Certains autres auteurs44,45,46,47 ont rapporté les propriétés physiques intéressantes de certains matériaux pérovskites halogénures pour des applications optoélectroniques et photovoltaïques (PV). Ici, nous avons revisité les propriétés structurelles, électroniques et optiques des matériaux CsSnCl3 pour fournir de nouvelles informations supplémentaires. Certaines modifications mineures des propriétés peuvent parfois avoir un impact significatif sur les performances de l'appareil.

Dans cet article, nous avons étudié de manière approfondie différents ETL et HTL pour découvrir la meilleure combinaison possible pour la couche absorbante CsSnCl3 en choisissant théoriquement 96 configurations à l'aide de SCAPS-1D48,49. Afin de minimiser la consommation de temps et les coûts nécessaires à la fabrication expérimentale d'un si grand nombre de configurations SC, nous avons effectué une analyse numérique pour obtenir une architecture SC très efficace. De ce point de vue, les SC à base d'absorbeur CsSnCl3 avec une grande variété d'ETL tels que PCBM, TiO2, ZnO, C60, IGZO, SnO2, WS2, CeO2 et HTL comme Cu2O, CuSCN, CuSbS2, NiO, P3HT, PEDOT : PSS , Spiro MeOTAD, CuI, CuO, V2O5, CBTS et CFTS pour 96 combinaisons différentes utilisant la structure ITO/ETLs/CsSnCl3/HTLs/Au a été étudiée. Après avoir obtenu les configurations les plus prometteuses à partir de 96 hétérostructures, nous avons examiné plus en détail l'impact de l'absorbeur CsSnCl3 et de l'épaisseur ETL sur les performances PV, la résistance série et shunt et la température de fonctionnement des six dispositifs les plus performants. De plus, l'effet de la capacité, de Mott-Schottky, du taux de génération et de recombinaison, des caractéristiques J – V et de l'efficacité quantique a été évalué. Les six meilleures structures ont ensuite été validées par la simulation wxAMPS. Enfin, une étude comparative des paramètres SC obtenus avec des rapports récents a été étudiée. Ainsi, plusieurs configurations prometteuses et compétitives pour les SC à haute efficacité à base de CsSnCl3 ont été proposées, qui offrent une voie de recherche constructive pour la conception et la fabrication de SC à base de CsSnCl3 rentables, à haute efficacité et sans plomb.

Dans le cadre de la DFT, les premiers calculs de principe présentés sont réalisés à l'aide du programme CASTEP50,51. L'ensemble de base utilisé de la structure électronique de valence pour Cs, Sn et Cl est 5s25p66s1, 4d105s25p2 et 2p63s23p5, respectivement. Les données structurelles obtenues expérimentalement sont répertoriées dans le tableau 1, qui a été utilisé pour construire la structure cristalline de la pérovskite CsSnCl3. Dans cette cellule unitaire cubique, les atomes de Cl occupent l'emplacement de Wyckoff de 3c (0,0, 0,5, 0,5) ; tandis que les éléments Sn et Cs sont situés aux positions Wyckoff de 1b (0,5, 0,5, 0,5) et 1a (0,0, 0,0, 0,0), respectivement. Ici, une ritualité pseudopotentielle ultra-douce de type Vanderbilt52 a été définie pour modéliser les interactions entre les électrons de valence et les minerais ioniques, et l'approximation généralisée du gradient (GGA) a été utilisée comme potentiel d'échange-corrélation. Nous avons optimisé la structure de la phase cubique avec la symétrie Pm3̅m car le choix des fonctionnelles d'échange–corrélation (XC) est un facteur essentiel dans les calculs DFT. En utilisant divers XC, l'algorithme Broyden-Fletcher-Goldfarb-Shannon (BFGS)52 a été utilisé pour déterminer l'état de moindre énergie de l'ensemble de la structure stable. Une comparaison de l'énergie de formation (ΔEf, eV/atome) de la structure optimisée et des constantes de réseau prédites avec les données expérimentales données a été effectuée. Les meilleures données produites par XC ont été utilisées pour calculer toutes les propriétés de la pérovskite CsSnCl3. L'énergie de coupure de la fonction d'onde a été ajustée à 520 eV pour la simulation informatique de l'absorbeur solaire CsSnCl3. La zone irréductible de Brillouin a été modélisée à l'aide d'une grille Monkhorst–Pack de 16 × 16 × 16 (points k)53. Néanmoins, pour visualiser la topologie de la surface de Fermi et la carte de densité de charge électronique, une taille plus grande du maillage de points k, 19 × 19 × 19, a été utilisée. Dans de tels calculs, 0,03 eV/Å était la puissance atomique la plus élevée, 0,001 Å était l'atome le plus élevé et la contrainte maximale était fixée à 0,05 GPa. L'énergie totale 1 × 10−5 eV/atome a été utilisée pour les tolérances convergentes de l'optimisation de la géométrie.

La modélisation et la simulation ont beaucoup simplifié la compréhension des fondements et de la fonction des SC, et elles révèlent les principaux aspects qui ont le plus d'impact sur les performances de l'appareil. Le comportement des matériaux semi-conducteurs, lorsqu'ils sont dans un état stable, peut être résolu numériquement à l'aide de la solution numérique du logiciel SCAPS-1D résolvant les équations unidimensionnelles de Poisson et de continuité des porteurs55. L'équation de Poisson, qui relie le champ électrique (E) à travers la jonction ap – n avec la densité de charge d'espace, est comme indiqué dans l'équation. (1):

Dans ce cas, n/p désigne la densité totale d'électrons/trous, \({N}_{d}^{+}/{N}_{a }^{-}\) désigne la concentration de donneur/accepteur ionisé. De plus, ε est la permittivité du milieu, q est la charge électronique et ψ désigne le potentiel électrostatique. Les équations (2) et (3) sont considérées comme constituant la continuité des électrons et des trous, respectivement, comme le montrent les équations suivantes :

Dans cette équation, \({j}_{n}/{j}_{p}\) représente la densité d'électrons/trous, \({R}_{n}/{R}_{p}\) représente les taux nets de recombinaison électron/trou par unité de volume, et \(G\) est le taux de génération par unité de volume.

Encore une fois, pour calculer les données d'absorption pour chaque couche, le nouveau système Eg-sqrt a été utilisé. Ce système est la version mise à jour du modèle SCAPS précédent, qui était le modèle de loi sqrt \((h\vartheta -Eg)\) conventionnel. Ces lignes directrices peuvent être trouvées dans ce qu'on appelle les « lois Tauc ». Le modèle Eg-sqrt mis à jour peut être caractérisé comme suit dans l'Eq. (4):

Dans ce contexte, α représente la constante d'absorption optique, \(h\upsilon\) est l'énergie du photon et Eg est la bande interdite. Les équations suivantes. (5) et (6) montrent comment les constantes de modèle α0 et β0 sont reliées aux constantes de modèle traditionnelles A et B. La dimension de la constante d'absorption (par exemple, cm−1) est utilisée pour ces deux constantes de modèle.

L'équation de Poisson dans un espace unidimensionnel est représentée par Eq. (7) dans la simulation numérique wxAMPS56. Le potentiel électrostatique \(\psi^{\prime}\), et les concentrations de donneur ionisé désigné par \({N}_{D}^{+}\) et d'accepteur ionisé désigné par \({N}_{ A}^{-}\), ainsi que l'électron libre désigné par n et le trou libre désigné par p, l'électron piégé désigné par nt et le trou piégé désigné par pt et la variable est x. Les électrons libres qui existent dans les états délocalisés de la bande de conduction peuvent être décrits par l'Eq. (8) 56.

où le potentiel électrostatique est désigné par \(\psi^{\prime}\), et nt/pt désigne la densité d'électrons/trous piégés. De même, l'équation de continuité des trous libres dans les états délocalisés de la bande de valence prend la forme Eq. (9).

ici, la densité de courant d'électrons est Jn et la densité de courant de trou est Jp. Le taux de recombinaison net qui se produit à la suite de la recombinaison bande à bande (directe) et de la recombinaison SRH (indirecte) qui se produit à travers les états d'espacement est pris en charge par le terme R (x). L'équation (10) représente le taux de recombinaison directe nette 56.

Dans ce cas, n et p font référence aux concentrations de porteurs de bande qui sont présentes dans les dispositifs après qu'ils ont été soumis à une polarisation en volts, une polarisation lumineuse ou même les deux types de polarisations. De plus, les bandes interdites matérielles étudiées déterminent la constante de proportionnalité (β). Dans l'équation continue, le mot "Gop(x)" représente le taux de génération optique en fonction de x dû à la lumière fournie de l'extérieur, qui fait partie du taux de génération optique.

Des simulations de SC à base d'absorbeur de pérovskite (CsSnCl3) ont été réalisées qui consistent en un ETL défini comme la région n, la couche de pérovskite est la région p car elle est dopée de type p, et le HTL constitue également la région p. Lorsque la cellule est éclairée par la lumière, les excitons (les parties constitutives d'un état restreint) sont principalement générés dans la couche de pérovskite. Les porteurs photogénérés de trous (électrons) avec des longueurs de diffusion plus longues leur permettent d'entrer dans la région p (n). À la frontière entre l'ETL et la pérovskite, les excitons générés (il paires) sont dissociés et les électrons sont transportés à travers l'ETL vers l'électrode respective, tandis que les trous se déplacent efficacement à travers le HTL. L'existence du champ intégré dans l'espace entre l'ETL ou HTL et l'interface pérovskite entraîne la dissociation des excitons et leur transport, ce qui accélère le mouvement des électrons et des trous vers les contacts respectifs.

Les tableaux 2 et 3 présentent la liste des paramètres de simulation des couches TCO, ETL, absorbeur et HTL. Ici, l'architecture SC comprend de l'oxyde d'étain dopé à l'indium (ITO) comme contact avant, 8 ETL, de la pérovskite CsSnCl3 spécifiée comme absorbeur et 12 HTL avec de l'or (Au) comme métal de contact arrière (Fig. 1a). En outre, les paramètres de simulation de la densité de défauts d'interface sont décrits dans le tableau 4. La simulation est exécutée dans les conditions d'une exposition à la lumière solaire simulée AM1.5G avec une densité de puissance de 100 mW/cm2 à la température ambiante (273 K). La seule exception à cela est l'évaluation de l'influence de la température de travail sur l'efficacité de l'appareil. Lors de la simulation initiale et de l'optimisation ultérieure, un modèle d'absorption standard avec la loi sqrt \((h\vartheta -Eg)\) (SCAPS traditionnel) a été utilisé.

(a) Configuration de conception du PSC à base de CsSnCl3, et (b) la structure cristalline optimisée de la pérovskite CsSnCl3.

La stabilité structurelle et de phase de tout matériau est un critère crucial pour l'absorption de l'énergie solaire et les applications dans les cellules photovoltaïques. Le composé CsSnCl3 appartient à la famille des cristaux cubiques avec le groupe d'espace Pm\(\overline{3 }\)m (n° 221). Les données cristallographiques de notre matériau absorbant SC étudié sont présentées dans le tableau 1. L'atome de Cs est aux huit coins, l'atome de Cl est aux six faces et l'atome de Sn est en position centrée sur le corps avec une structure octaédrique SnCl6 dans le cellule unitaire de pérovskite CsSnCl3. La figure 1b illustre la structure cristalline de la pérovskite CsSnCl3. Le composé du titre contient cinq atomes dans une cellule unitaire, ce qui signifie que la cellule unitaire a une unité de formule. La structure cristalline est optimisée à l'aide de la technique d'optimisation BFGS pour obtenir des données minimales de volume et d'énergie59. Les paramètres de réseau estimés a = b = c = 5,629 Å et volume = 178,38 Å3 pour les composés pérovskites du titre concordent bien avec d'autres données expérimentales et théoriques41,42 comme indiqué dans le tableau 1. Les propriétés physiques étudiées devraient être fiables puisque l'unité L'inadéquation des dimensions des cellules est inférieure à 1,0 %. De plus, la valeur d'énergie de formation extrêmement faible et négative de la structure optimisée (ΔEf = − 1876,16 eV/atome) démontre sa stabilité structurelle, qui est compatible avec l'assemblage du système solaire.

Les propriétés électroniques de l'halogénure de CsSnCl3 Pérovskite sans plomb, sont étudiées à l'aide d'un GGA dans le cadre de la DFT telle qu'implémentée dans le code CASTEP51,60. Les propriétés électroniques calculées telles que la structure de bande (BS) et la densité d'états (DOS) sont calculées le long de la direction hautement symétrique X – R – M – G – R de la première zone de Brillouin et sont représentées sur les Fig. 2a, b, respectivement. . Sur la figure 2a, la ligne pointillée horizontale indique le niveau de Fermi (EF) et est définie sur zéro (0). La bande interdite d'énergie définie par la différence entre les bandes de conduction et de valence est estimée à ~ 1,0 eV en utilisant la fonctionnelle GGA. La valeur calculée de la bande interdite (Eg) est bien justifiée avec d'autres rapports utilisant la fonction GGA/LDA42, mais cette valeur est bien inférieure à certaines valeurs de bande interdite rapportées utilisant la fonction non locale41,57. Cette sous-estimation de la bande interdite, en particulier pour les matériaux semi-conducteurs utilisant des fonctions locales comme GGA et LDA, est répandue61,62. La forte corrélation de Coulomb et l'interaction électron-électron du matériau pourraient affecter la bande interdite du semi-conducteur63,64,65. Cependant, on voit sur le diagramme de bande que le matériau utilisant la fonctionnelle locale (GGA) est un semi-conducteur à bande interdite directe, qui se trouve au point R dans la zone de Brillouin. Pour observer la contribution atomique individuelle à la conductivité lorsque des stimuli externes sont appliqués et pour acquérir des connaissances sur la formation de bandes, nous avons également étudié la DOS totale et partielle. La DOS totale et partielle pour le composé CsSnCl3 est illustrée à la Fig. 2b. On voit que la bande de valence, qui est très proche du niveau de Fermi (EF), comprend l'orbitale Cl-3s et les orbitales Sn-5s/5p, tandis que la bande de conduction la plus proche (très proche de l'EF) est composée de Sn- Orbitales 5p et Cl-3s. La principale contribution à la conductivité pourrait provenir de l'élément Sn, comme le montre la figure 2b. Les contributions électroniques observées des éléments constitutifs soutiennent l'utilisation du composé CsSnCl3 comme absorbeur solaire.

La structure de bande électronique (a) et (b) DOS de pérovskite halogénure, CsSnCl3, (c) et (d) Les images de cartographie de la différence de densité électronique dans les plans (110) et (001) pour la pérovskite halogénure, CsSnCl3, (e ) et (f) La topologie de la surface de Fermi de la pérovskite CsSnCl3 le long du plan (001) de deux orientations différentes dans la même direction de la zone de Brillouin.

L'analyse de la distribution de la densité de charge peut révéler le type de liaison chimique qui existe dans l'halogénure pérovskite, CsSnCl3. L'image de cartographie de la différence de densité d'électrons dans les plans (110) et (100) est représentée sur les figures 2c, d. Ici, on voit que l'accumulation de charge maximale se produit autour de l'élément Cl pour les deux plans, tandis que son appauvrissement se situe autour de l'atome/élément Sn. En d'autres termes, le chevauchement des nuages ​​d'électrons entre ces deux éléments indique une liaison covalente63,65. Ce canal de distribution de charge soutient fortement la nature de liaison covalente qui existe entre les atomes de Sn-Cl. On observe que la distribution de charge entourant les atomes est presque une sphère, ce qui est un signe de liaison ionique et peut être comparé aux pérovskites rapportées précédemment66,67. De plus, l'analyse de population de Mulliken confirme que la valeur de population de la liaison Sn-Cl est positive et supérieure à zéro (0,37), démontrant le caractère covalent de la liaison. D'autre part, les liaisons Sn-Cs et Cs-Cl ont une valeur de population négative et sont donc déterminées comme étant un caractère antiliant.

Les propriétés thermiques, électriques et optiques d'un composé peuvent être décrites et prédites par sa topologie de surface de Fermi. Par conséquent, nous avons également étudié la surface de Fermi du composé intitulé, qui est présentée sur les figures 2e, f. On constate qu'une forme sphérique est située au centre (point G) en tant que poche de trou. Une fenêtre ouverte est remarquée au niveau des six faces le long de la direction GX par exemple. Les huit surfaces ouvertes se trouvent à huit coins et sont considérées comme des poches d'électrons. En conséquence, il existe des surfaces de Fermi qui ressemblent à la fois à des électrons et à des trous, ce qui suggère que le matériau susmentionné possède plusieurs caractéristiques de bande. Enfin, on peut conclure que la bande hautement dispersive comprenant l'hybridation entre les orbitales Sn-5p et Cl-3s pourrait être principalement responsable de la conductivité électronique.

La fonction diélectrique dépendante de l'énergie des photons [partie réelle, Ɛ1(ω) et partie imaginaire, Ɛ2(ω)] pour CsSnCl3 a été étudiée dans la gamme d'énergie de 0 à 30 eV qui est représentée sur la Fig. 3a. Les formules et la théorie correspondantes peuvent être trouvées ailleurs68. La valeur statique de la constante diélectrique [Ɛ1(0)] peut être estimée à partir du modèle de Penn donné dans l'Eq. (11) 68.

où Ep, Eg et EF indiquent respectivement l'énergie du plasma, la bande interdite d'énergie et l'énergie de Fermi. La valeur de Ɛ1(0) signifie l'indice de réfraction, qui est très essentiel pour fabriquer de nombreux dispositifs optoélectroniques. La valeur Ɛ1(0) est notée comme étant 5,42. La valeur la plus élevée de Ɛ1(ω) se trouve être ~ 6 à une énergie photonique de 1,57 eV, puis diminue progressivement pour atteindre zéro ainsi que des valeurs négatives à 13,2 et 15 eV, respectivement. Après cela, il revient à zéro à environ 19,0 eV. Ce scénario de fonction diélectrique négative dans cette gamme de fréquences est une indication du comportement de Drude du composé. La fonction d'absorption de la lumière peut être exprimée par la partie imaginaire de la fonction diélectrique dépendante de l'énergie, Ɛ2(ω). Le pic le plus élevé est noté à 3,6 eV, puis une diminution de la tendance à l'absorption de la lumière est constatée avec l'augmentation de l'énergie des photons.

Dépendance à l'énergie des photons de (a) la fonction diélectrique, (b) l'indice de réfraction et (c) le coefficient de réflexion ; et (d) coefficient d'absorption, (e) photoconductivité et (f) fonction de perte pour la pérovskite d'halogénure, CsSnCl3 le long du plan (110).

L'indice de réfraction dépendant de l'énergie (n) et le coefficient d'extinction (k) sont représentés sur la figure 3b. Il est bien connu que n régit la vitesse de la lumière par rapport à son espace libre dans un composé, tandis que k désigne son atténuation dans un solide. La valeur de n(0) pour CsSnCl3 est de 2,26 eV. Cette valeur est presque constante (variation d'environ 1,6 %) dans la région de l'énergie de la lumière infrarouge et visible, puis diminue à mesure que l'énergie lumineuse augmente, comme le montre la figure 3b. La plus grande valeur de l'indice de réfraction était de 2,28, et nous pouvons voir qu'elle diminue avec l'augmentation de la lumière radiative. La valeur de k suit une nature presque similaire à celle de Ɛ2(ω). L'indice de réfraction fluctue avec la fréquence externe, indiquant que CsSnCl3 a des caractéristiques photoréfractives.

Le spectre de réflectance dépendant de l'énergie (R) est une fonction optique cruciale pour appliquer les relations de Kramers-Kroning afin de calculer tous les coefficients optiques. Le spectre de réflectivité commence avec une réflectivité d'environ 16 % dans ce matériau absorbant solaire (Fig. 3c). La valeur R (0, 16) à fréquence nulle est supposée être la composante statique de la réflectivité. On voit sur la Fig. 3c que ce spectre est presque constant (variation ~ 2,9%) dans la région de la lumière IR et visible (0–3,1 eV) puis largement diminué dans la région du proche UV en raison des transitions inter-bandes jusqu'à 6,7 eV. Après cela, certains pics notables sont trouvés à 8,43, 11,0, 15,27 et 18,57 eV, puis diminuent fortement pour atteindre une valeur nulle à ~ 30 eV d'énergie photonique. La réflectivité maximale (0,41) est observée dans la gamme infrarouge (3,85 eV) pour les transitions intra-bande dans le composé, selon la figure 3c.

Le terme coefficient d'absorption (α) offre des informations cruciales sur l'efficacité de conversion de l'énergie solaire en affichant le nombre de photons qu'une substance a absorbés. Comme le montre la figure 3d, le spectre d'absorption commence avec une énergie photonique d'environ 1 eV, indiquant que CsSnCl3 a un écart d'énergie entre la bande de valence et de conduction (nature semi-conductrice). Le spectre du coefficient d'absorption a été augmenté avec quelques pics d'épaule proéminents à 5, 66, 8, 52 et 11, 29 eV, ce qui suggère que l'absorption des photons commence dans le spectre visible. La valeur maximale du coefficient d'absorption a été enregistrée à 14,84 eV. Il est important de noter qu'avec la lumière absorbée, la conductivité électrique d'un semi-conducteur et, par conséquent, la photoconductivité, augmentent.

La photoconductivité d'un matériau dépend principalement de la quantité d'énergie lumineuse absorbée par le matériau. Comme le montre la figure 3e, la photoconductivité augmente de manière linéaire dans la plage d'énergie de la lumière visible, puis dans la région UV, elle augmente avec des pics distincts à 3, 3, 5, 43, 8, 36 et 11 eV. La photoconductivité maximale (4.8) est atteinte lorsque l'énergie des photons incidents est de 14 eV. Cependant, la photoconductivité diminue généralement avec l'énergie des photons après avoir atteint sa valeur maximale.

Le spectre de perte d'énergie (L) de CsSnCl3 est représenté sur la figure 3f, qui illustre la quantité d'énergie qu'un électron rapide perd en se déplaçant à travers une molécule. La perte d'énergie des porteurs en mouvement s'explique simplement par la fonction de perte d'énergie. On voit que la perte d'énergie augmente lentement jusqu'à l'énergie lumineuse de 15,0 eV, puis augmente rapidement. La perte d'énergie la plus élevée pourrait être obtenue à environ 19 eV, appelée fréquence plasma (ωp). En raison de l'énergie des photons plus élevée que Eg, il est évident que la majorité de la perte d'énergie se produit dans la gamme UV.

Dans cette section, les performances PV de la structure ITO/ETL/CsSnCl3/HTL/Au sont évaluées en maintenant la concentration de porteurs, l'épaisseur et la densité de défauts des couches ETL, absorbeur et HTL constantes avec 800 nm d'épaisseur d'absorbeur CsSnCl3, concentration de dopage accepteur de 1018 cm-3, et densités de défauts de 1015 cm-3 (tableaux 2 et 3).

La figure 4 montre que les ETL tels que TiO2, ZnO, IGZO, WS2, PCBM et C60 ont été insérés dans l'hétérostructure vierge pour obtenir une configuration présentant les performances photovoltaïques les plus élevées. Nos résultats illustrent que les ETL de TiO2 et ZnO avec une large bande interdite de 3,2 eV et 3,3 eV respectivement et des propriétés électroniques appropriées offrent une transparence et un alignement de bande favorables (Figs. 5 et 6), qui présentaient un PCE d'environ 22% (Tableau 5), ce qui est conforme au rapport précédent69. En revanche, les ETL comme CeO2, PCBM et C60 souffrant d'une bande interdite et/ou d'un alignement de bande inappropriés ont montré des performances relativement médiocres. Ce constat a mis en lumière l'inadéquation de ces candidats à la configuration SC. De plus, l'épaisseur optimale des ETL de 30 à 50 nm, la concentration de donneur de 1017 à 1018 cm-3 et des densités de défauts de 1015 cm-3 ont été obtenues. La performance la plus élevée a été trouvée avec le PCE de 21,75 %, JSC de 26,22 mA/cm2, VOC de 1,01 V et FF de 82,03 % avec l'hétérostructure ITO/TiO2/CsSnCl3/CBTS/Au comme indiqué dans le tableau 5.

Optimisation de CsSnCl3 sur les caractéristiques PSC, c'est-à-dire VOC (V), JSC (mA/cm2), FF (%) et PCE (%) pour divers HTL avec Au comme contact métallique arrière et ETL : (a) PCBM, (b) TiO2, (c) ZnO, (d) C60, (e) IGZO et (f) WS2.

Diagramme de bande de six dispositifs optimisés de CsSnCl3 avec ETL (a) C60, (b) IGZO, (c) PCBM, (d) TiO2, (e) WS2, (f) ZnO.

Alignement du niveau d'énergie des (a) ITO, ETL et absorbeur CsSnCl3 associés, et (b) HTL.

Les HTL tels que CBTS, CuSCN, NiO, Cu2O, V2O5 et CFTS avec plus de douze combinaisons différentes ont été étudiés (tous ne sont pas présentés ici). Les HTL de CBTS offraient un alignement de bande beaucoup plus favorable (Fig. 5 et 6), par conséquent, ils présentaient le PCE le plus élevé d'environ 22 % pour les SC à base d'absorbeur de CsSnCl3 (Tableau 5). En revanche, le NiO, le Cu2O, le V2O5 et le CFTS ont montré de mauvaises performances par rapport aux autres. Ainsi, il y a eu une amélioration spectaculaire des performances lors de l'utilisation du HTL inorganique. Étant donné que le HTL est constitué de matériaux inorganiques plus stables, transparents et alignés sur les bandes, il présente ces avantages par rapport au HTL organique. En raison de sa structure cristalline distincte, de son absorption de la lumière et de sa taille atomique, le HTL CBTS, un matériau abondant en terre, fonctionne bien dans chaque ensemble d'ETL29,37,38.

Les figures 5a à f montrent l'alignement des bandes de différentes hétérostructures à base d'absorbeur CsSnCl3 avec des niveaux quasi-Fermi d'électrons et de trous comme Fn et Fp avec des minima de bande de conduction et des maxima de bande de valence de EC et EV respectivement. Fp est aligné avec EV dans chaque type d'ETL, tandis que Fn et EC continuent de manière harmonique. Pour les ETL TiO2 et ZnO, les bandes interdites sont presque égales par rapport au reste des ETL (Fig. 6), ce qui se traduit par des performances presque équivalentes avec la même hétérostructure. En revanche, le Fp et l'EV sont restés au même niveau pour CBTS HTL et Fn traversent EC, ce qui oppose les trous entrant des ETL et les électrons de HTL. De plus, le contact arrière Au collecte les trous du HTL, tandis que le contact avant ITO collecte efficacement les électrons. Ici, l'or a été considéré comme le contact arrière avec une fonction de travail (WF) de 5,1 eV et le dioxyde d'indium avec une WF de 4,0 eV agit comme contact avant.

La figure 7 présente les caractéristiques J – V et QE pour différents ETL pour la configuration de l'appareil de l'hétérostructure ITO/ETL/CsSnCl3/CBTS/Au. Le QE calculé dans ce manuscrit est en fait le rendement quantique externe (EQE). Le photocourant maximal a été obtenu dans ITO/TiO2/CsSnCl3/CBTS/Au PSC tandis que le minimum pour ITO/C60/CsSnCl3/CBTS/Au (Fig. 7a). L'alignement de bande favorable de TiO2 (par exemple ~ 3,2 eV) ETL offre une densité de courant plus élevée tandis qu'un courant plus faible dans C60 (par exemple ~ 2 eV) ETL en raison d'un alignement de bande insatisfaisant. Ainsi, l'alignement des bandes des ETL influence le flux d'électrons ou de trous photogénérés dans les PSC à base de CsSnCl3, ce qui est cohérent avec les rapports précédents57,70.

Effet de (a) J–V et (b) QE pour six dispositifs étudiés.

Le QE correspondant en fonction de la longueur d'onde (λ) a été étudié dans la plage de 300 à 900 nm, comme le montre la figure 7b. Ce QE a commencé à augmenter à partir de 300 nm et a chuté à 820 nm correspondant au bord de bande de chaque matériau actif. Le QE a été trouvé maximum pour l'hétérostructure ITO/TiO2/CsSnCl3/CBTS/Au comme prévu à partir de caractéristiques J-V similaires et le minimum pour la configuration ITO/C60/CsSnCl3/CBTS/Au. La bande interdite plus élevée de TiO2 permet au photon supérieur d'être absorbé dans l'absorbeur CsSnCl3, ce qui entraîne la génération d'une densité de courant plus élevée. Au contraire, C60 avec une bande interdite plus petite (par exemple ~ 2 eV) entraîne une absorption plus faible dans l'absorbeur, supprimant ainsi le photocourant. Ainsi, l'orientation des bandes des ETL affecte significativement l'absorption lumineuse, et par conséquent le photocourant des cellules71.

Pour les PSC à base de CsSnCl3, les cartes de contour des VOC, JSC, FF et de l'efficacité calculés avec une épaisseur ETL variable (50 nm à 500 nm) et une épaisseur d'absorbeur (400 nm à 2200 nm) sont représentées sur les Fig. 8, 9, 10 et 11. Le COV était maximal à ~ 1, 03–1, 05 V pour chaque appareil à une épaisseur d'absorbeur de 400 nm et à une épaisseur ETL variée de 50 à 100 nm. Parmi tous les dispositifs, le COV s'est avéré être d'un maximum de 1,050 V avec un absorbeur CsSnCl3 de 400 nm d'épaisseur et un ETL IGZO de 50 nm d'épaisseur, comme illustré à la Fig. 8e. Et les ETL comme PCBM, TiO2 et ZnO ont montré un COV légèrement plus petit de 1,030 V à un absorbeur et une épaisseur d'ETL de 400 nm et 100 nm respectivement. Étant donné que le potentiel intégré formé par les six ETL choisis est presque égal, tel que défini par leur valeur d'affinité électronique dans la plage de 3,9 à 4,1 eV, le COV de chaque appareil affiche presque la même valeur que ~ 1,03 à 1,05 V. Le léger La différence en termes de COV entre les appareils utilisant différents matériaux ETL est principalement due à la différence de bande interdite. Cependant, le COV de tous les dispositifs a tendance à diminuer avec l'augmentation de l'épaisseur de l'absorbeur et de l'ETL à 500 et 50 nm respectivement, comme observé sur la figure 8. Ce fait est dû à l'augmentation de la résistance série et à la réduction du photocourant.

Cartographie des contours des COV pour l'absorbeur CsSnCl3 et l'épaisseur des ETL (a C60, b IGZO, c PCBM, d TiO2, e WS2 et f ZnO).

Cartographie des contours de JSC pour l'épaisseur de l'absorbeur CsSnCl3 et l'épaisseur des ETL (a C60, b IGZO, c PCBM, d TiO2, e WS2 et f ZnO).

Cartographie des contours de FF pour l'épaisseur de l'absorbeur CsSnCl3 et l'épaisseur des ETL (a C60, b IGZO, c PCBM, d TiO2, e WS2 et f ZnO).

Cartographie des contours du PCE pour l'épaisseur de l'absorbeur CsSnCl3 et l'épaisseur des ETL (a C60, b IGZO, c PCBM, d TiO2, e WS2 et f ZnO).

La figure 9 illustre le JSC pour différentes configurations ETL alors que le JSC le plus élevé a été observé dans la plage de ~ 23,50–27,12 mA/cm2 à une épaisseur d'absorbeur ≥ 800 nm et une épaisseur ETL de 50–100 nm. Le JSC le plus élevé de 27,12 mA/cm2 a été obtenu par TiO2 ETL avec une épaisseur d'absorbeur ≥ 1400 nm et une épaisseur ETL de 150 nm pour chacune des six hétérostructures étudiées. Au contraire, un JSC plus petit de 23,50 mA/cm2 a été obtenu par C60 ETL avec une épaisseur d'absorbeur ≥ 1400 nm et une épaisseur ETL de 50 nm. Le JSC relativement plus élevé observé dans l'hétérostructure à base d'ETL TiO2, ZnO et IGZO en raison de leur large bande interdite et de la bonne profondeur de pénétration de la lumière à travers ces matériaux, ce qui permet d'absorber la plus grande quantité de lumière incidente dans la couche absorbante . De plus, une épaisseur d'absorbeur plus élevée confirme l'absorption de spectres lumineux de longueur d'onde plus élevée, ce qui se traduit par un JSC amélioré. Cependant, le JSC de tous les dispositifs commence à diminuer pour une épaisseur d'absorbeur ≥ 1000 nm et une épaisseur ETL ≥ 100 nm en raison de la domination de la recombinaison à une structure de dispositif plus épaisse que la durée de vie du porteur.

La figure 10 montre le FF pour différentes configurations d'ETL, où le FF le plus élevé a été observé dans la plage de ~ 80, 1 à 84, 4% correspondant à l'épaisseur de l'absorbeur et de l'ETL de 400 à 600 nm et de 400 à 500 nm respectivement pour les hétérostructures étudiées. Un FF maximum de 84,4 % a été obtenu pour TiO2 ETL avec une épaisseur d'absorbeur et d'ETL de 400 et 450 nm respectivement et le FF était relativement plus petit à 80,1 % pour C60 ETL avec un absorbeur et une épaisseur d'ETL de 600 nm et 450 nm respectivement. Jusqu'à présent, le FF a diminué à une épaisseur d'absorbeur ≥ 600 nm et une épaisseur ETL ≤ 400 nm pour chaque hétérostructure, en raison de l'épaisseur de l'absorbeur supérieure à la longueur de diffusion, générant ainsi une recombinaison notable du charrier photogénéré dans la région quasi neutre . En outre, une épaisseur ETL réduite augmentera la résistivité du film, ce qui gêne le FF. Sinon, un fort champ électrique développé à travers la couche absorbante provient du FF, et une épaisseur croissante de l'absorbeur provoque un affaiblissement de l'intensité globale du champ électrique et ainsi la formation d'une région quasi neutre dans la couche absorbante. En outre, la formation d'une couche quasi neutre provoque le transport des porteurs par diffusion plutôt que par dérive, ce qui a conduit à une réduction de FF avec une résistance série croissante.

En conséquence, l'efficacité la plus élevée dans la plage d'environ 18, 20 à 21, 77% a été obtenue pour toutes les hétérostructures étudiées à une épaisseur ETL de 50 à 100 nm et à une épaisseur d'absorbeur de 800 à 1200 nm (Fig. 11). Comme prévu d'après les résultats VOC, JSC et FF susmentionnés, l'efficacité de 21,77 % était la plus élevée pour TiO2 ETL avec l'absorbeur et l'épaisseur ETL de 800 et 50 nm en conséquence. L'efficacité de l'ETL C60 s'est avérée relativement plus faible à 18,20% avec une épaisseur d'absorbeur et d'ETL de 1200 et 50 nm respectivement. Par conséquent, l'absorbant optimal et l'épaisseur ETL de 800–1200 et 50–100 nm ont été obtenus pour six configurations ETL différentes choisies. Cependant, les ETL de TiO2, ZnO et IGZO avec des hétérostructures à base d'absorbeur CsSnCl3 se sont révélées beaucoup plus efficaces et prometteuses que le reste des structures. Ces résultats simulés sont cohérents avec le rapport précédent72.

L'effet de la variation d'épaisseur ETL sur les paramètres PV, c'est-à-dire PCE, FF, JSC et VOC, est illustré à la Fig. S1. On voit clairement que l'augmentation de l'épaisseur de l'ETL conduit à la dégradation des paramètres PV pour la plupart des ETL, conduisant ainsi à une décrémentation du PCE. Cela est dû au transport inefficace des porteurs de charge vers les électrodes, à l'augmentation de la résistance série qui dégrade le FF et à l'augmentation de la probabilité de recombinaison avec l'augmentation de l'épaisseur de l'ETL73.

Trois facteurs contribuent à la résistance en série dans les cellules solaires : premièrement, le flux de courant via les interfaces ETL/PVK et PVK/HTL du SC (ici PVK signifie « pérovskite ») ; deuxièmement, la résistance de l'interface contact métallique/ITO ; et troisièmement, la résistance des contacts métalliques supérieurs et arrière. La résistance série affecte principalement la réduction FF, tandis que des valeurs extrêmement élevées peuvent également avoir un effet négatif sur le courant de court-circuit.

Plusieurs procédures expérimentales peuvent être utilisées pour contrôler ou minimiser la résistance série. Par exemple, un film ETL créé par oxydation thermique est extrêmement dense et supprime la recombinaison à l'interface ETL/PVK, abaissant ainsi la résistance série74. Le film ETL réalisé par oxydation thermique a une épaisseur idéale plus fine par rapport à celui réalisé par spin-coating, ce qui abaisse la résistance série. De plus, par rapport au frittage en deux étapes, le frittage en une étape entraîne des densités de courant d'obscurité réduites, une résistance série réduite et une résistance à la recombinaison plus forte75. De plus, les films de pérovskite ont été dopés moléculairement pour augmenter leur conductivité et leur contact électronique avec le substrat conducteur, ce qui a diminué leur résistance série76.

La figure 12 illustre l'impact de la résistance série (RS) sur les performances du PSC dans les plages de 0 à 6 Ω cm2, à une résistance shunt constante (RSH) de 105 Ω cm2. Le FF a été trouvé comme le paramètre le plus affecté pour le RS varié que VOC et JSC.

Effet de RS sur (a) COV ; (b) JSC ; (c) FF ; (d) PCE à un RSH = 105 Ω cm2.

Sur la figure 12, le FF a considérablement diminué de 84,5 à 66 % avec une augmentation de RS de 0 à 6 Ω cm2, tandis que les COV et JSC ont été affectés de manière insignifiante dans chaque appareil. Les structures PSC IGZO / CsSnCl3 / CBTS et TiO2 / CsSnCl3 / CBTS ont montré respectivement les COV et JSC les plus élevés, tandis que la structure PSC C60 / CsSnCl3 / CBTS a montré des performances relativement médiocres. Un RS plus élevé affecte FF de manière significative, d'où l'efficacité de conversion dans les PSC avec différentes hétérostructures. Les équations (12) et (13) illustrent l'effet de RS sur les paramètres de la cellule solaire, en particulier le courant de court-circuit ISC.

où IL désigne le courant induit par la lumière et \(rsh\) désigne la résistance shunt. Il ressort de la formule ci-dessus que lorsque RS augmente, la valeur ISC diminue. La diminution de l'efficacité et du FF est principalement due à cela77,78.

Les courants de fuite et les pertes par recombinaison non géminée sont responsables des pertes de puissance considérables induites par l'existence d'une résistance shunt dans les PSC. En raison de la création de trous d'épingle et du remplissage métallique de ces trous d'épingle s'étendant jusqu'aux jonctions, il y a occasionnellement des courts-circuits partiels des jonctions dans les cellules solaires pratiques. Une faible résistance shunt entraîne des pertes de puissance dans les cellules solaires en donnant au courant produit par la lumière un chemin alternatif. Un détournement similaire abaisse la tension générée par la cellule solaire et abaisse le courant traversant la jonction du SC. Puisqu'il y aurait un courant généré par la lumière plus faible à de faibles niveaux de lumière, l'influence de la résistance shunt est plus sévère. En conséquence, l'effet de perdre ce courant vers le shunt est plus élevé. De plus, l'influence de la résistance en parallèle est significative à des tensions plus basses lorsque la résistance effective du SC est considérable. Diverses techniques sont utilisées pour contrôler ou réduire la résistance de shunt. Par exemple, un moyen simple d'améliorer la couche de transport d'électrons (ETL) de SnO2 consiste à doper les nanoparticules précurseurs avec de modestes quantités d'une source de Pb, ce qui augmente efficacement la résistance shunt. Ainsi, l'ajustement de la quantité Pb permet de modifier facilement la valeur Rsh79.

La figure 13 montre l'effet de RSH dans les plages de 10 à 107 Ω cm2 avec une hétérostructure ITO/ETL/CsSnCl3/CBTS/Au à une RS constante de 0,5 Ω cm2. La figure illustre la variation significative des paramètres PV VOC, JSC, FF et PCE à une résistance shunt variée. Ici, les paramètres PV de VOC, JSC, FF et, par conséquent, PCE augmentent nettement de 2 à ~ 23 % lorsque RSH augmente de 10 à 103 Ω cm2. Le PCE a atteint la valeur la plus élevée de ~ 22% à RSH de 104 et est resté constant jusqu'à 107 Ω cm2 ou au-delà de RSH. L'origine principale du RSH est les défauts formés au cours du processus de fabrication. La structure devient un chemin à faible résistance pour le flux de courant à une valeur RSH plus élevée56,80. Ici, le VOC a augmenté avec la résistance shunt jusqu'à 8000 Ω cm2 tandis que le JSC a été trouvé presque constant comme observé dans l'enquête précédente81. Ainsi, une valeur élevée de \({R}_{SH}\) ≥ 104 est favorable pour obtenir le PCE le plus élevé dans les PSC ITO/ETL/CsSnCl3/CBTS/Au.

Effet du RSH sur (a) les COV ; (b) JSC ; (c) FF ; (d) PCE à un RS = 0,5 Ω cm2.

La figure 14 montre l'impact des changements de température sur les performances des six dispositifs, y compris VOC, JSC, FF et PCE correspondant à une température de fonctionnement de 275 à 475 K pour un PSC à hétérojonction ITO/ETL/CsSnCl3/CBTS/Au inférieur à 1000 Lumière solaire Wm−2.

Effet de la variation de température de 275 à 475 K sur (a) les COV ; (b) JSC ; (c) FF ; et (d) PCE.

Pour les semi-conducteurs classiques, la relation entre la température et les caractéristiques des cellules solaires est bien décrite82. D'après la Fig. 14, la caractéristique principalement affectée par l'augmentation de la température dans les cellules solaires traditionnelles est le COV, qui diminue avec l'augmentation de la température, en raison d'une augmentation continue du courant de saturation avec la température83. Le déplacement des concentrations de porteurs intrinsèques qui se produit lorsque la température augmente entraîne des taux de recombinaison plus élevés, ce qui à son tour a un impact majeur sur le courant de saturation83.

La dépendance de JSC pour les PSC peut être grossièrement décrite comme une connexion linéaire, de la même manière que pour VOC84. Le JSC dans un SC est souvent défini comme le produit du courant idéal et de la fraction collectrice. Le courant idéal est le courant qui pourrait être créé si la plupart des photons incidents avec des énergies supérieures à la bande interdite étaient absorbés sans pertes, alors que la fraction de collecte est une conséquence de la réflexion, de la transmission, de l'absorption parasite et de la recombinaison des porteurs de charge dans le SC. D'après la figure 14, les variations de JSC avec la température sont nettement inférieures aux variations de COV. Nonobstant la dépendance linéaire communément approuvée du JSC sur la température dans les SC conventionnels, on ne sait pas comment le JSC se déplace avec la température dans les PSC, car l'augmentation de la bande interdite entraîne une diminution du courant idéal tandis que la fraction de collecte augmente généralement avec la température85. Par conséquent, selon lequel de ces facteurs prédomine, le JSC peut chuter ou augmenter avec la température.

L'influence de la capacité et de Mott-Schottky par rapport à une plage de tension de -0,5 V à 0,8 V avec une fréquence fixe de 1 MHz pour six configurations différentes de PSC à base de CsSnCl3 avec différents ETL est illustrée sur les Fig. 15a, b respectivement. Sur la figure 15a, la capacité augmente de façon exponentielle avec une augmentation de la tension d'alimentation et atteint la saturation. La capacité la plus élevée de 52,5 C a été observée pour le dispositif basé sur IGZO ETL, tandis que la capacité la plus faible pour C60 ETL à 0,8 V. À polarisation nulle, le dispositif est en état d'épuisement ; cependant, lorsqu'une polarisation directe d'environ 0,5 V est appliquée, la largeur d'appauvrissement tombe à une valeur qui est presque égale à l'épaisseur de la couche absorbante. En conséquence, la capacité augmente pour une tension de polarisation directe appliquée ultérieurement en conservant une relation Mott-Schottky cohérente. Le courant ne peut dépasser le courant de saturation du contact que lors des pics de tension, contrairement à ce qui a été vu précédemment où il est considérablement réduit lors des basses tensions.

( a ) La réponse capacité-tension (C – V), ( b ) la réponse Mott-Schottky (1 / C2), ( c ) le taux de génération, ( d ) le taux de recombinaison pour les hétérostructures à base d'absorbeur CsSnCl3 avec six ETL différents.

Le potentiel intégré (Vbi), qui fait la distinction entre les activités de fonctionnement de l'électrode et le niveau de dopage, peut être calculé à l'aide de la méthode Mott-Schottky (MS) largement utilisée. Le point d'interception sur l'axe des x de la courbe C–V correspond généralement au Vbi de la jonction respective et le point d'interception de la courbe 1/C2–V indique la concentration de centres de piégeage occupés. Avec une augmentation des valeurs Vbi, les valeurs MS chutent pour un appareil particulier. Ici, les résultats simulés obtenus à condition identique de tous les critères significatifs pour chacun des appareils étaient comparables et cohérents avec les rapports précédents70.

Les taux de génération de porteurs et de recombinaison pour les PSC à base de CsSnCl3 sont illustrés à la Fig. 15c, d dans une plage de 0, 0 à 1, 5 μm. Lorsqu'un électron est stimulé de la bande de valence à la bande de conduction en raison de l'absorption d'un photon, un trou est créé dans la bande de valence et ce processus produit des paires électron-trou. Selon les résultats, tous les taux de génération de dispositifs culminent entre 0,9 et 1,0 μm. SCAPS-1D calcule la formation de paires électron-trou G (x) en utilisant le flux de photons arrivant Nphot (λ, x) et Eq. (14) analyse ce flux de photons pour montrer la valeur de G(x) pour chaque spectre et emplacement.

D'autre part, le taux de recombinaison est exactement opposé au processus de génération, qui unit et élimine les électrons et les trous générés. Le taux de recombinaison dans les PSC est influencé par la durée de vie et la densité du porteur de charge. La diminution de la recombinaison électron-trou est causée par les états de défaut qui existent dans la couche absorbante. Le taux de recombinaison maximal a été observé entre 0,9 et 1,0 μm pour tous les dispositifs étudiés tandis que C60 ETL contenait le pic de recombinaison le plus élevé. Les niveaux d'énergie générés au niveau intermédiaire de la bande de conduction de valence provoquent sensiblement une recombinaison électron-trou dans les dispositifs. La distribution du taux de recombinaison des PSC peut être non uniforme en raison des joints de grains et des défauts de fabrication du dispositif56,80.

Les simulations ont ensuite été menées par le programme wxAMPS (version 2.0) pour valider les résultats obtenus (tableau 6) par SCAPS-1D à une température de travail de 300 K et en utilisant un spectre solaire AM1.5G. Les deux logiciels ont exécuté des simulations en utilisant l'épaisseur de l'absorbeur, les concentrations d'accepteur d'absorbeur et les concentrations de défauts de 800 nm, 1015 cm-3 et 1015 cm-3, respectivement, pour déterminer comment les propriétés PV de tous les dispositifs CsSnCl3 sont affectées. Le tableau 6 présente une comparaison des simulations logicielles utilisant SCAPS-1D et wxAMPS. La proximité entre les deux résultats de simulation (en particulier FF et Voc) obtenus par wxAMPS et SCAPS-1D a révélé la validation des résultats obtenus, qui sont également incompatibles avec les études antérieures56,80.

Le tableau 7 compare nos résultats obtenus aux découvertes expérimentales et théoriques récentes des PSC à base de CsSnCl3 pour une configuration différente. Le PCE expérimental le plus élevé de 17, 93% est l'hétérostructure FTO / PCBM / CsSnCl3 / PTAA / Au. À ce jour, les recherches théoriques menées pour améliorer les performances de l'absorbeur CsSnCl3 et le PCE le plus élevé de <20,0% ont été trouvés par simulation. Ici, nous avons signalé le PCE maximum de ~ 22,0% pour la toute première fois. De plus, nous avons effectué une simulation approfondie pour trouver un ETL, un HTL, un contact métallique arrière efficace, etc. Cependant, nous avons effectué toutes ces simulations pour identifier les couples idéaux pour une performance stellaire. De plus, des travaux expérimentaux sont demandés le temps de valider l'étude théorique qui sera menée dans un futur proche.

Une étude numérique détaillée sur des SC sans plomb à base d'absorbeur CsSnCl3 à partir de 96 configurations a été réalisée à l'aide du simulateur SCAPS-1D. En utilisant les six configurations de dispositifs les plus efficaces parmi 96 hétérostructures, nous avons étudié plus en détail les effets de l'épaisseur CsSnCl3 et ETL, de la résistance série et shunt et de la température de fonctionnement. En outre, les effets des caractéristiques C – V telles que la capacité et Mott-Schottky, ainsi que les taux de génération et de recombinaison, les caractéristiques J – V et l'efficacité quantique ont également été évalués. L'hétérojonction basée sur TiO2 ETL et CBTS HTL avec la configuration d'appareil ITO/TiO2/CsSnCl3/CBTS/Au a montré le PCE le plus élevé de 21,75 % avec VOC de 1,01 V, JSC de 26,22 mA/cm2 et FF de 82,03 % à partir de six appareils optimisés . Pendant ce temps, les appareils basés sur ZnO, WS2, IGZO, PCBM et C60 ont montré un PCE de 21,72, 21,32, 21,07, 20,47 et 18,17% respectivement. De plus, ces résultats simulés obtenus par SCAPS-1D ont été reproduits et validés à l'aide de l'étude numérique wxAMPS. De plus, des simulations DFT de premier principe avec le programme CASTEP ont été réalisées pour étudier les caractéristiques structurelles, électriques et optiques de l'absorbeur CsSnCl3. La bande interdite calculée pour l'absorbeur CsSnCl3 était de 1,0 eV et les électrons orbitaux Sn-5s/5p présentaient une hybridation significative sur la base de la DOS partielle estimée. L'analyse de la différence de densité de charge soutient fortement la nature de liaison covalente entre les atomes de Sn-Cl. La surface de Fermi observée présente des trous et des poches de type électronique, démontrant le caractère multibande de la pérovskite CsSnCl3. Ainsi, ces simulations approfondies avec des résultats de validation ont révélé le potentiel élevé de l'absorbeur CsSnCl3 avec TiO2, ZnO, IGZO, WS2, PCBM et C60 ETL et CBTS HTL, ouvrant ainsi une voie de recherche constructive à l'industrie photovoltaïque pour fabriquer des produits rentables et à haute -efficacité et cellules solaires à base de CsSnCl3 sans plomb. Notre perspective future est d'utiliser la technique combinée DFT-SCAPS-Machine Learning pour étudier de manière critique les dispositifs de pérovskite non toxiques (ABX3 : A = Cs ; B = Sn, Bi, Ge, Ag et Sb et X = I, Br) en utilisant un transport de charge compétitif. matériaux, offrant ainsi aux chercheurs une orientation claire vers l'amélioration des valeurs PCE.

Les ensembles de données utilisés et/ou analysés au cours de l'étude en cours sont disponibles auprès de l'auteur correspondant sur demande raisonnable.

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Le programme SCAPS-1D a été fourni par le Dr M. Burgelman de l'Université de Gand en Belgique. Les auteurs tiennent à lui exprimer leur gratitude. Ils tiennent également à remercier le professeur A. Rockett et le Dr Yiming Liu de l'UIUC, ainsi que le professeur Fonash de la Penn State University, pour leurs contributions au programme wxAMPS.

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Correspondance à M. Khalid Hossain ou MHK Rubel.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Réimpressions et autorisations

Hossain, MK, Toki, GFI, Kuddus, A. et al. Une étude approfondie sur plusieurs couches ETL et HTL pour concevoir et simuler des cellules solaires pérovskites à base de CsSnCl3 sans plomb hautes performances. Sci Rep 13, 2521 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-28506-2

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Reçu : 14 novembre 2022

Accepté : 19 janvier 2023

Publié: 13 février 2023

DOI : https://doi.org/10.1038/s41598-023-28506-2

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