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使用中间透明介质的近场辐射热光伏衬底研究
TAKUYA INOUE，* KOHEI WATANABE，TAKASHI ASANO和SUSUMU NODA
京都大学电子科学与工程系，日本京都市615-8510
* t_inoue@qoe.kuee.kyoto-u.ac.jp
摘要：我们提出了一种用于近场热光伏（TPV）能量转换的方案，其中来自发射极的热辐射通过附接到光伏（PV）电池顶部的中间透明衬底来得到。由于PV电池上的表面态，同时保持了带间吸收的增强，添加一层中间透明衬底抑制了从发射极到PV电池的不期望得到的热传递。我们证实，这个方案适用于近场TPV系统使用硅（Si）或钨（W）的发射极。举一个具体的例子，我们设计了由一维硅光子晶体的热发射极、InGaAs光伏电池和中间Si衬底组成的近场TPV系统，并表明我们的方案可以同时实现高功率密度（gt; 5times;104 W / m2）和发射极与中间衬底之间50 nm间隙处的高功率转换效率（gt; 40％）。
copy;2018年美国光学学会 根据OSA开放存取发布协议的条款
OCIS关键词：（230.5298）光子晶体; （240.6690）表面波; （290.6815）热辐射
1.引言
热光伏（TPV）系统[1]是转换热能的能量转换单元。通过利用受热物体的热辐射来照射PV电池，将能量转化为电能。为了增加TPV系统的输出功率密度和转换效率，非常重要的一点是有选择性地增强光伏电池带隙波长范围内的热辐射，抑制传输损耗和带内弛豫损失，并且这种窄带热辐射已经通过各种光学纳米结构来实现[2-7]。近年来，近场热辐射传输的使用也一直作为提高TPV系统的输出功率密度的有前景的方法，引起越来越多的关注。其中发射极和一个PV电池隔开的间隙小于热辐射的特征波长（称为近场TPV）。在这种情形下，不仅自由空间传播的模式，而且通过全内反射限制在内部传播的模式（受抑模式）和局域在表面附近传播的模式（表面模式），都可以通过隐失波耦合，有助于能量传递，这使得热辐射增强超出黑体极限[8-15]。在我们之前的文章中，我们发现，将一个光子晶体（PC）平板引入发射极可以进一步增加近场热辐射传输的绝对功率以及其频率选择性[16]。然而，正如几个详细的数值分析所表明的如[12,14,16]所示，发射极和光伏电池的直接定位也非常接近涉及远红外范围内的热传递指数的增加，这是由于典型PV电池的重掺杂接触层或表面声子极化激元导致的表面态。因此，同时实现高功率密度和高的近场TPV系统的能量转换效率一直是一个挑战。在本文中，我们提出了一个通过附接到PV电池顶部的中间透明衬底以抑制由PV电池的表面态引起的宽波长段的热传递，同时保持近红外波段的近场热辐射传输的增强。我们确认此方案适用于使用一个硅（Si）或钨（W）作为发射极的近场TPV系统。举一个具体的例子，我们设计了一个由Si PC热发射极和一个附着在InGaAs光伏电池顶部的中间Si衬底组成的近场TPV系统，并证实高功率密度（gt; 5times;104W /m2）和高转换效率（gt;40%）可以在我们的系统中同时得到。
2.我们提出的近场TPV系统
2.1 所需材料
图1(a)显示了我们所提出的TPV系统，其由热发射极、PV电池和中间透明衬底组成。对于热发射极的材料，我们研究了本征未掺杂的Si的使用，因为它在低于其带隙波长的波长处，表现出吸收系数的阶跃状增加，这对于实现具有频率选择性的热辐射传输而言是所期望得到的，其中长波长段表现为抑制辐射[6,16]。图1(b)和图1(c)显示了不同温度下近红外和远红外波段未掺杂的硅的理论吸收系数谱。在这里，我们考虑了由于热激发产生的本征载流子引起的带间跃迁和自由载流子吸收。在计算中我们考虑了温度升高时带隙能量[17,18]、声子数量和动量弛豫时间[19]的变化。如图1(b)所示，随着温度的升高，Si的带隙波长发生红移。由于热激发产生的本征载流子的带隙内吸收系数随温度的升高而增加[图1(c)]，但它仍然比带间吸收的系数小1到2个数量级。为了进一步抑制带隙内的热辐射，我们将发射极的厚度减小到2mu;m。在本文中，我们既考虑图1 (a)中的平面热发射极(w = a或h = 0)，也考虑一维(1D)PC热发射极。在后一种情况下，PC中的频带折叠效应选择性地增强了上述带隙能量中的热辐射传输，从而可以进一步提高带隙能量以上和以下成分之间的比率[16]。我们还研究了W的用途，W是以前许多研究中常用的[2,9,14,15]，作为热发射极的另一种材料。 W（室温）的介电函数取自参考文献20。在我们的计算中，值得注意的是，我们没有考虑到在高温下W的中红外和远红外发射率的增加[21,22]，而许多其他研究通常也是如此。
对TPV电池，我们选择了通常用于低带隙光伏电池的p-InP / p-In0.53Ga0.47As / n-In0.53Ga0.47As / n-InP晶格匹配系统。在该系统中，p-InP和n-InP层比p-InGaAs / n-InGaAs层（0.73eV）具有更大的光子带隙（1.35eV），以形成异质结，防止InGaAs层内由于表面重组[23]产生的电子空穴对。注意到InGaAs（0.73eV，lambda;=1.7mu;m）的带隙与1400K时的Si的带隙几乎一致，如图1(b)和图1(c)所示。 每层的厚度和掺杂密度由先前研究的典型值确定[24,25]。在我们的计算中，近红外范围的InGaAs和InP的光学晶格匹配常数取自参考文献26和27，而远红外范围的则由洛伦兹-德拜色散关系模拟得到。
图1. (a)为包括一个热发射极、一层Si中间衬底层和一个InGaAs的PV电池的近场TPV系统。通过在发射极和PV电池之间插入一个中间衬底层，我们可以抑制由PV电池的表面态引起的长波热传输，同时在近红外波段保持近场热辐射传输的增强。(b)(c)为在近红外和远红外波段不同温度下未掺杂的Si的吸收系数光谱。(d)为未掺杂的Si与重度掺杂的接触层(n-InP)的介电系数的实部。
图1(a)所提出的系统的最重要的方面是在PV电池顶部附着一层透明衬底。透明衬底的目的是抑制由表面模式介导的远红外热传递，同时保持近红外热辐射的增强。在传统的TPV系统中，发射极直接靠近PV电池放置，通过热传递到PV电池的表面模式的能量损失是显著的。表面模式由PV电池接触层中的横向光学（TO）声子和高密度自由载流子支持，在远红外波段产生负介电常数[见图1(d)中的n-InP（蓝线）]。通过在PV电池的顶部附加适当的中间衬底可以避免上述损失。在该系统中，由于通过隐失波耦合将发射极内部的受抑制模式转移到中间衬底中，所以仍然实现了超出黑体极限的近红外热辐射传输的增强。
中间衬底的理想条件总结如下：
（I）中间衬底的介电常数的实部在所有波长处是正的，以防止表面模式的激发。
（II）中间衬底应该在所有波长处尽可能透明，使衬底内部的吸收损失最小化。
（III）与传统的近场TPV系统相比，中间衬底在波长短于范围的光子态密度（或折射率）与PV电池的相当，以保持有近场热入射传输的增强。
我们在本论文中选用了一个非掺杂的硅衬底（300K），它正是满足上述三个条件的中间层衬底。值得注意的是，几乎所有的宽带隙半导体，包括GaN，AlN，InP，GaP，SiC在内，由于有横向光学声子引起的禁带，而不满足条件（I）[28,29]。 如图1(d)所示中的黑线表示，未掺杂的Si在所有波长处都具有正介电常数[19,30]，其在近红外区域的折射率（在300K时为3.4）近似为与InGaAs（3.5）一样大。 而且，如图1（c）所示，300K的未掺杂Si在大于1.1微米的波长范围内几乎是透明的，在1400K时覆盖了大部分黑体光谱。还应该注意的是，一个堆叠在硅衬底上面的InGaAs / InP光伏电池可以通过使用晶圆键合技术来实现[25]。
2.2 模拟方法
为了计算从图1(a)所示的PC热发射极到多层PV电池（与中间衬底）的热辐射光谱，我们提出了一种结合波动耗散定理和严格耦合波分析的方法[16]。 该方法的主要说明如下，附录A详细描述了这些细节。
- 根据波动耗散理论，温度为T[]时热发射极产生的随机涨落电流遵守以下关系[10]:
(1)
在这里，是角频率，是狄拉克常数，k是玻尔兹曼常数，是真空介电常数，是发射极的相对介电常数。
- 发射极内部的电磁场和上述电流分布是以如下平面波叠加的方式表示：
(2)
在这里，
(3)
- PC的本征模式的电场和传播常数通过严格耦合波分析（RCWA）中求解麦克斯韦方程组计算得到[31]。然后，每个平面波的振幅可以写成的叠加。
- PV电池内部的电磁场可以通过使用来自PV电池发射极的传输矩阵计算得到，也可以通过RCWA求解。
- 通过PV电池内部的观察平面的光谱能流传播是通过计算PC内第一布里渊区内的所有平面波矢量beta;的坡印廷矢量的总和得到的：
(4)
总和的计算是通过使用波动电流的相关性[方程(3)]进行的。
在下一节的计算中，我们设置了PV电池内部每个界面处光谱能流的观测平面，并计算了PV电池各层吸收的光谱能流。我们还通过检测穿过PV电池顶部表面的通量（pInP与真空之间的界面）来计算通过PV电池的传输通量。我们将中间衬底的发射极和PV电池的温度分别固定为1400K和300K，我们不了解系统中发射极和中间衬底内部的温度梯度是正常的，因为Si的热导率相对较大（130W / m / K），并且PV电池/中间衬底在1400K内部产生的热量并不多（细节在附录B中讨论）。我们在附录C中也研究了后向反射镜对PV电池的影响[32]。
3.研究成果
3.1 热辐射传输光谱
图2(a)-2(d)显示了从Si平面发射极（无PC结构，1400 K）到PV电池的每一层的的远场（d = 100mu;m）和近场（d = 0.01mu;m）热辐射。应该指出，所有层中的吸收光谱和透射光谱的总和对应于来自发射极的总热辐射光谱（图中未示出以确保可见性）。当发射极和PV电池在没有中间衬底的情况下，直接彼此面对时[如图2(a)和2(b)所示），间隙从100mu;m减少到0.01mu;m时，导致能量转移超过了InGaAs（红线，lambda; lt;lambda;g）的 pn结带间吸收的远场黑体极限（黑线）以及n-InP窗口层（蓝线，lambda;gt;20mu;m）的远红外吸收。另一方面，当在两层之间放置厚度为10mu;m的中间Si衬底时，如图2(c)和2(d)所示），间隙的减小不会引起远红外范围内的过量热传递，而InGaAs的pn结中的带间吸收的提高，相比没有中间Si衬底时，结果一样大。前者是由于上述条件（I），后者是由于条件（II）和（III）。尽管短于1.0mu;m波长的发射被中间Si衬底（黄绿线）吸收，但由于Planck的黑体光谱的短波截止，其总功率与InGaAs的 pn结中的相比在1400K时是可以忽略不计的。
图2. (a)(b)为在间隙尺寸是100mu;m(a)和0.01mu;m(b)的情况下，没有Si的中间衬底层（即t=0）时，从Si的平面发射极到PV电池的每一层之间的热辐射光谱。在这个案例中，InGaAs的pn结内的带间吸收(红线，lambda;＜lambda;g)和n-InP的窗口层的远红外吸收（蓝线，lambda;＞20mu;m）超过了远场黑体极限（黑线）。(c)(d)为在间隙尺寸是100mu;m(c)和0.01mu;m(d)的情况下，有Si的中间衬底层（即t=10mu;m）时，从平面发射极到PV电池的每一层之间的热辐射光谱。其中，InGaAs的pn结内的带间吸收的选择增强是可以得到的。
为了阐明n-InP窗口层的远红外吸收的来源，我们计算了在远红外线范围内Si发射极和PV电池之间的热辐射传递的交换函数（交换函数定义为每单位面内波矢量的辐射通量的归一化理论最大值，见附录A中的公式（28））。在间隙d = 10nm处的结果示于图3中。在没有中间衬底的情况下[由于这些波长几乎与nInP的介电常数的实部变成负值的那些波长一致，所以在远红外范围（lambda;=21mu;m和36mu;m）中出现了几种表面模式的分支[如图1(d)所示]，远红外吸收是在真空和n-InP界面处引起的表面模式。另一方面，当插入中间衬底时[如图3(b)]所示，在材料的光线外部（k gt;nomega;/ c）没有发生热辐射转移，这意味着表面模式被完全抑制。
图3. (a)(b)为在间隙d=10nm时，在Si发射极和PV电池之间的计算得到的热辐射传输的交换函数是作为平面内波数的函数。(a)为没有中间衬底层，(b)为有中间衬底层(t=10mu;m)。
图4(a)和4(b)显示了通过改变它们之间的间隙（d），在具有和不具有中间衬底的情况下从Si平面发射极到PV电池的热辐射传递的总能量通量。每幅图中的红线显示了InGaAs的pn结中的带间吸收所吸收的功率，可将其转换为TPV系统中的电功率。其他线显示不能转换为电能的损耗，包括InGaAs（粉红色）下的带隙吸收，窗口层中的吸收（n-InP：蓝色，p-InP：绿色），中间Si衬底（黄绿色）和传输损耗（灰色）。在这两幅图中，InGaAs中的带间吸收功率会在远离远场尺度的间隙减小到低于一个数量级时，增加一个数量级。由于受抑制模式对热辐射传递的贡献，其间隙大小为0.1mu;m。然而，在没有中间衬底的情况下[如图4(a)所示，
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