3.2 Elektron- och håltider vid låga temperaturer

3.2.5 Generation

I tidigare kapitel presenteras sluttiderna för partiklarna som rekombinerar och se-parerar, men detta ger inte information om de fria laddningarna. Genom att spara sluttiden för processerna skilt fås information om laddningsgeneration, alltså de partiklar som separerar och kan bidra till en ström. Tiden för de partiklar som rekombinerar sparas, och genom att subtrahera totala andelen laddningar med de laddningar som har rekombinerat fås generationsgraferna. I graferna nedan är tiden på x-axeln och y-axeln visar andelen laddningar som inte har rekombinerat som procent av alla laddningspar. När laddningarna antingen har nått ett jäm-viktsläge eller en sluttid i simuleringen kan andelen fria laddningar extraheras och generationen som funktion av temperaturen fås som resultat.

Graferna visar två typer av generation, där graferna a) och c) visar resultaten för den totala generationen och b) och d) presenterar den fria generationen. Den totala generationen är de laddningar som inte har rekombinerat, oberoende av

deras sluttider. Genom att subtrahera andelen laddningar som når 𝑡max från to-talantalet fås den fria generationen. Andelen laddningspar som har nått maxtiden tas inte med, och graferna visar de laddningar som har separerat och har hoppat till gittrets kant. Den fria generationen är nödvändigtvis inte partiklar som är helt fria, och dessa laddningar är de som inte sitter i djupa fällor.

I figur 3.18a är andelen laddningar som inte har rekombinerat vid 𝑡max störst när 𝑇 = 50 K, men detta är på grund av att laddningarna sitter i djupa tillstånd, och tiden för hoppen blir långt. Den totala generationen blir således U-formad, vilket visas i figur 3.18c. När temperaturen sjunker minskar andelen fria laddningar, och andelen laddningar som når 𝑡max ökar drastiskt. Den fria generationen går exponentiellt mot noll i grafen 3.18d, och temperaturens påverkan är märkbar.

1 0- 1 0 1 0- 9 1 0- 8 1 0- 7 1 0- 6 1 0- 5 1 0- 4

Andelen som inte har rekombinerat (%)

T i d ( s )

Andelen som inte har rekombinerat (%)

T i d ( s )

Figur 3.18: a) Totala generationen, andelen laddningar som inte har rekombinerat som funktion av tiden. b) Fria generationen, andelen laddningar som inte har rekombine-rat som funktion av tiden och de laddningar som har nått 𝑡max är subtraherade från totalantalet. c) Den totala laddningsgenerationen som funktion av temperaturen. Ge-nerationen är högt vid låga temperaturer eftersom andelen laddningar som når 𝑡max ökar. d) Den fria laddningsgeneration som funktion av temperaturen. Genom att sub-trahera de laddningar som har nått 𝑡max fås en laddningsgeneration som går mot noll när temperaturen sjunker.

När storleken på den energetiska oordningen minskas till 𝜎 = 50 meV fås resul-taten i figur 3.19. Den totala och den fria generationen är lägre i jämförelse med

figur 3.18 och andelen laddningar som fastnar i djupa fällor är inte lika stor på grund av en mindre 𝜎. Generationen i figur 3.19c och 3.19d är lägre eftersom en mindre energetisk oordning lättare orsakar rekombination utan eller med ett lågt applicerat elektriskt fält, vilket också visades i kapitel 3.1.3.

1 0- 9 1 0- 8 1 0- 7 1 0- 6 1 0- 5 1 0- 4

Andelen som inte har rekombinerat (%)

T i d ( s )

Figur 3.19: a) Totala generationen, andelen laddningar som inte har rekombinerat som funktion av tiden när 𝜎 = 50 meV. b) Den fria generationen, andelen laddningar som inte har rekombinerat som funktion av tiden och de laddningar som har nått 𝑡max är subtraherade från totalantalet. c) Den totala laddningsgenerationen som funktion av temperaturen. Generationen är högt vid 𝑇 = 50 K eftersom andelen laddningar som når 𝑡max ökar. d) Den fria laddningsgenerationen som funktion av temperaturen. Genom att subtrahera de laddningar som har nått 𝑡max fås en laddningsgeneration som går mot noll när temperaturen sjunker.

Om den dielektriska konstanten är 𝜖𝑟 = 2 fås resultaten i figur 3.20. Den totala generationen i figur 3.20c ökar med en sjunkande temperatur eftersom andeneln laddningar som når 𝑡max är stor. Den fria generationen är mycket låg, och vid 𝑇 = 300 K har endast ≈ 0,40 % undvikit rekombination eller djupa fällor.

1 0- 9 1 0- 8 1 0- 7 1 0- 6 1 0- 5 1 0- 4

Andelen som inte har rekombinerat (%)

T i d ( s ) εr = 2

d )

Andelen som inte har rekombinerat (%)

T i d ( s )

Figur 3.20: a) Totala generationen, andelen laddningar som inte har rekombinerat som funktion av tiden när 𝜖𝑟= 2. b) Fria generationen, andelen laddningar som inte har re-kombinerat som funktion av tiden och de laddningar som har nått 𝑡maxär subtraherade från totalantalet. c) Den totala laddningsgenerationen som funktion av temperaturen.

Generationen är högt vid låga temperaturer eftersom andelen laddningar som når 𝑡max ökar. d) Den fria laddningsgenerationen som funktion av temperaturen. Genom att subtrahera de laddningar som har nått 𝑡max fås en laddningsgeneration som går mot noll när temperaturen sjunker.

Kapitel 4 Diskussion

För att tillverka organiska solceller med bättre laddningsseparation kan kapitel 3.1 sammanfattas som följande. Om halvledarmaterialet kan snabbare transporte-ra ena laddningsbätransporte-raren fås bättre dissociation, eftersom sannolikheten för rekom-bination minskar. En så hög dielektrisk konstant som möjligt är fördelaktigt för att minska Coulombkraften. Om en solcell används under normala förhållanden används typiskt ett elektriskt fält av storleksordningen 100 nm1 V = 1 × 107V m−1 vid 𝑉max, vilket tyder på att en stor energetisk oordning är fördelaktigt för detta sy-stem. De bundna laddningarnas livstider ökar också för högre 𝜎, vilket förhindrar en effektiv transport.

Valet av halvledarmateriet påverkar hur snabbt laddningarna rör sig mellan till-stånd, och resultaten från kapitel 3.1.1 visar att flyktfrekvensen har en inverkan på separationen, speciellt vid låga värden på det elektriska fältet. Om 𝜈0 för elektronen är högt fås bättre separation, och samma trend visades av Groves m.fl. [34]. En studie av Guo m.fl visade också att laddningsseparation ökar med högre elektronmobiliteter [35]. En direkt jämförelse mellan 𝜈0 och mobiliteten 𝜇 kan hjälpa att förstå solcellens beteende men de är inte ekvivalenta och bör hållas som separata enheter.

Laddningarnas relaxering till jämviktsenergin 𝐸𝐽 sker mycket långsamt, och re-sultat av van Eersel m.fl. visade samma fenomen [19]. Medelenergin för tillstånden partiklarna vistas i når inte jämviktsenergin före rekombination eller separation.

Detta tyder på att laddningarna fortsätter att relaxera neråt i energi en lång tid, och processen kan driva dissociationen. När elektronen och hålet har granntill-stånd med lägre energier närvarande ökar slumpvandringens effekt och rörelsen tillbaka till gränsytan försvåras.

Resultaten i kapitel 3.1.3 visade att den energetiska oordningen har störst

på-verkan då det elektriska fältet är litet. Vid låga värden på det elektriska fältet kan skillnaden i tillståndsenergierna motverka laddningens rörelse mot gränsy-tan, men vid högre fältvärden när separationen är driven av ett applicerat fält förhindrar den energetiska oordningen laddningarna att separera effektivt. Bete-endet visas i figur 3.6 och samma fenomen har visats av Athanasopoulos m.fl och Rubel m.fl [36, 37]. Om 𝐹 > 5 × 107V m−1 fås bättre dissociation ifall 𝜎 är lågt, och när 𝐹 < 5 × 107V m−1 är en stor energetisk oordning fördelaktigt i detta system. En simulering av Albes m.fl visade också att 𝐼𝑠𝑐 ökade med lägre värden på 𝜎 [38].

Att öka den dielektriska konstanten förbättrar laddningsseparation, vilket är tyd-ligt från resultaten i kapitel 3.1.4. Genom att öka 𝜖𝑟 minskar Coulombkraften i ekvation 1.3 och Coulombradien i ekvation 1.5. Simuleringar av Albes m.fl visade att en ökning av den dielektriska konstanten ökar sannolikheten för dissociation [38]. Många processer i laddningstransporten är beroende av 𝜖𝑟, och skillnaden i laddningstransporten mellan organiska och oorganiska solceller blir mindre med högre värden på 𝜖𝑟[39]. Experiment av Cho m.fl. visade att två organiska material, (PIDT-DPP-Alkyl och PIDT-DPP-CN), med liknande egenskaper som mobilitet, energinivåer och absorption men olika 𝜖𝑟 resulterade i olika effektiviteter för sol-cellen [40]. PIDT-DPP-Alkyl hade 𝜖𝑟 ≈ 3,9 medan PIDT-DPP-CN hade 𝜖𝑟 ≈ 5, och för PIDT-DPP-CN uppmättes en högre 𝑉𝑜𝑐, 𝐼𝑠𝑐 och FF.

Genom att öka avståndet till den närmaste grannen blir sannolikheten för ladd-ningsseparation större, och i ett experiment av Bakulin m.fl mättes laddningsse-paration med hjälp av ultrasnabb infrarödspektroskopi [41]. För ett acceptorma-terial med längre initialseparation mellan elektronen och hålet, och mera deloka-liserade tillstånd ökade dissociationen.

I kapitel 3.2 har alla resultat samma trend, genom att sänka temperaturen ökar antalet laddningar som vistas en lång tid i materialet. Antalet laddningar som når randvillkoren får låga temperaturer är lågt, och partiklarna klassas som se-parerade endast på grund av att tiden 𝑡max nås. 𝜏 minskar när 𝜈0 ökar, och alla livstider ökar med lägre temperaturer. Flyktfrekvensens inverkan på 𝜏 minskar när temperaturen är låg, och storleken av den energetiska oordningen påverkar de bundna laddningarnas livstider. Med en stor 𝜎 ökar andelen laddningar som hittar lågenergitillstånd, och när temperaturen sjunker ökar vistelsetiden. Livstiderna för 𝜖𝑟 = 1 ökar inte mycket för låga temperaturer eftersom laddningarna rekom-binerar snabbt, men för större värden på 𝜖𝑟 är temperaturens påverkan märkbar.

Detta är på grund av att Coulombkraften inte påverkar partiklarna lika mycket, och de kan hoppa genom halvledarmaterialet och förlänga livstiden. Avståndet till den närmaste grannen visar samma trend som tidigare, och med större värden

på 𝑑𝑛𝑔 fås längre livstider eftersom laddningarna kan separera lättare.

I KMC-simuleringar av van Eersel m.fl[19] observerades lägre dissociation vid låga temperaturer, vilket stämmer överens med simuleringarna gjorda i kapi-tel 3.2. Flera studier har visat att 𝑉𝑜𝑐 ökar med sjunkande temperaturer [42, 43]. Laddningsgenerationen minskar tydligt vid låga temperaturer, och mängden laddningar som fastnar i materialet en lång tid ökar. En studie av Gao m.fl visade att 𝑉𝑜𝑐 sjunker som funktion av en tillräckligt låg temperatur, och resonerade att detta är på grund av Gibbs fria energi och systemets entropi [44]. Simuleringen beaktar entropin automatiskt, och eftersom 𝑉𝑜𝑐 är beroende av logaritmen av generationen kan beteendet kanske förklaras med resultaten i kapitel 3.2.5 [45].

Generationen går exponentiellt mot noll i graferna 3.18d, 3.19d och 3.20d, och andelen laddningar som kan extraheras med ett lågt elektriskt fält är litet, och detta kan leda till att 𝑉𝑜𝑐minskar. En hypotes är att de laddningar som överskri-der 𝑡maxbidrar inte till en effektiv transport, men kan observeras i fotoinducerade absorptionsmätningar (FA).

För mätning av rekombination och laddningsgeneration kan FA användas, där excitoner genereras genom att belysa halvledaren med en ljuskälla samtidigt som en annan ljuskälla mäter absorptionsförändringen [46]. Mängden excitationer i materialet påverkar halvledarmaterialets absorption, och förändringen i trans-missionen kan kopplas till antalet fotogenererade laddningar i materialet [47].

Densiteten av laddningarna är direkt proportionell mot intensiteten av ljuskäll-an, och partiklarnas livstider kan mätas. Eftersom mätningen sker utan kontak-ter är det exkontak-terna elektriska fältet över enheten noll, och kontakteffekkontak-ter som kan uppstå undviks. När långlivade laddningar mäts är tidsskalan för FA typiskt mel-lan mikrosekunder och nanosekunder, vilket tillåter mätning av olika processer i materialet.

Med FA kan laddningarna vid höga temperaturer observeras om livstiden före re-kombination är tillräckligt lång. När temperaturen är låg ökar andelen laddningar som når 𝑡max och livstiden för dessa laddningar är tillräckligt lång för mätning med FA. Detta kan förklara de partiklar som syns i FA-mätningar vid låga tempe-raturer, även om de inte är fria laddningar. En hypotes är att mätningen inte kan urskilja mellan laddningar som har fastnat i djupa tillstånd och fria laddningar.

Kapitel 5 Slutsatser

I denna avhandling utvecklades en tredimensionell kinetisk Monte Carlo-simu-lering för att få information om laddningsseparation vid gränsytan i en organisk solcell. Genom att variera olika konstanter påverkas dissociationen och de bund-na laddningarbund-nas livstider märkbart, och programmet kan reproducera andras forskningsresultat.

Med en större flyktfrekvens för ena laddningen ökar dissociationen, vilket tyder på att valet av de aktiva materialen spelar en stor roll. Elektronen är oftast den snabbare partikeln, och genom att öka mobiliteten hos acceptormaterialet kan en effektivare solcell produceras. Tillståndstäthetens standardavvikelse har en stor betydelse för transporten, och om den energetiska oordningen är liten har Coulombkraften en stor effekt vid låga elektriska fältvärden och rekombinatio-nen ökar. Med högre värden på det elektriska fältet försämrar den energetiska oordningen laddningsseparationen, och en nackdel med en bredare tillståndstät-het är långsammare transport genom materialet, eftersom laddningarna relaxerar till lågenergitillstånd. Den dielektriska konstanten bör vara stor för en så effektiv laddningsseparation som möjligt. Ett längre avstånd mellan tillstånden i rym-den förbättrar transporten, och material med mera delokaliserade laddningar är fördelaktigt.

Livstiderna för de bundna laddningarna varierar enligt valet av parametrarna för simuleringen. En trend som syns i alla beräkningar är att laddningarnas livstider ökar när temperaturen sjunker. När flyktfrekvensen ökar för elektronen jämfört med hålets frekvens blir 𝜏 mindre, eftersom elektronens hastighet genom materia-let ökar och transporttiden minskar. När den energetiska oordningen är stor ökar livstiderna drastiskt. Laddningarna relaxerar till lågenergitillstånd och transpor-ten i halvledarmaterialet sker långsamt. Med en låg dielektrisk konstant rekom-binerar laddningarna snabbt, och livstiden är mycket kort i jämförelse med högre

värden på 𝜖𝑟. När avståndet till den närmaste grannen är längre är livstiderna längre, och detta är på grund av att laddningarna inte rekombinerar utan hoppar i materialet en längre tid. För att kunna observera laddningar i FA-mätningar måste livstiden före rekombination vara i ordningen av mikrosekunder, vilket inte alltid är fallet. Laddningsgenerationen minskar som funktion av temperaturen, och andelen partiklar som fastnar i djupa tillstånd ökar. Vid höga temperaturer kan laddningarna extraheras, och generationen går mot noll när temperaturen sjunker men dessa partiklar kan kanske mätas i optiska experiment.

Modellen har flera brister och för noggrannare resultat kan simuleringen utveck-las på olika sätt. Genom att introducera flera laddningspar i materialet fås en bättre bild av dynamiken vid gränsytan, där elektronen och hålet kan attrahe-ras och repelleattrahe-ras av flera laddningar. Nackdelen av ett flertal laddningspar är beräkningstiden, eftersom växelverkan mellan alla partiklar måste beaktas. Re-kombination mellan partiklar som inte härstammade från samma exciton kan också vara möjligt. I modellen är tillstånden punkttillstånd, men polymerer och fullerener som används för organiska solceller har klara strukturer. Ett sätt att få en mer realistisk bild av materialet är att skapa kedjor mellan tillstånden som motsvarar polymerkedjorna. Längden på kedjorna kan varieras och hoppraten längs med en kedja mellan två tillstånd är större än för ett hopp till ett annat närliggande nätverk. Att introducera dopning i materialet skulle också ge en mer realistisk bild av solcellen. För simuleringen av laddningarnas livstider skulle en längre maxtid ge en bättre bild av tiderna, men beräkningstiderna blir långa. Att optimera programmet för snabbare simuleringar kan vara av intresse.

Erkännanden

Det finska IT-centret för vetenskap (CSC) och FGCI-projektet (Finland) erkänns, och jag tackar för användningen av Titan-klustret som förkortade beräkningsti-derna väldigt mycket.

Litteratur

[1] International Renewable Energy Agency. Renewables 2018: Analysis and forecasts to 2023. 2018. url: https : / / www . iea . org / reports / renewables-2018 (hämtad 1 april 2020).

[2] International Renewable Energy Agency. Tracking Clean Energy Progress:

Solar PV. 2019. url: https://www.iea.org/reports/tracking-power-2019/solar-pv (hämtad 12 maj 2020).

[3] Christoph J. Brabec. ”Organic photovoltaics: technology and market”. I:

Solar energy materials and solar cells 83.2-3 (2004), s. 273–292.

[4] Pälvi Apilo. ”Roll-to-roll printing of organic photovoltaic cells and modu-les”. en. 2015.

[5] Mikkel Jørgensen m. fl. ”Stability of polymer solar cells”. I: Advanced ma-terials 24.5 (2012), s. 580–612.

[6] Anna Köhler och Heinz Bässler. Electronic processes in organic semicon-ductors: An introduction. John Wiley & Sons, 2015.

[7] Carsten Deibel och Vladimir Dyakonov. ”Polymer–fullerene bulk heterojun-ction solar cells”. I: Reports on Progress in Physics 73.9 (2010), s. 096401.

[8] Martin Pope och Charles E. Swenberg. Electronic processes in organic crys-tals and polymers. Oxford University Press on Demand, 1999.

[9] Charles Kittel och Paul McEuen. Introduction to solid state physics. Vol. 8.

Wiley New York, 1996.

[10] Katherine A. Mazzio och Christine K. Luscombe. ”The future of organic photovoltaics”. en. I: Chemical Society Reviews 44.1 (2015), s. 78–90.

[11] C. W. Tang. ”Two-layer organic photovoltaic cell”. I: Applied Physics Let-ters 48.2 (1986), s. 183–185.

[12] Jun Yuan m. fl. ”Single-Junction Organic Solar Cell with over 15% Efficien-cy Using Fused-Ring Acceptor with Electron-Deficient Core”. en. I: Joule 3.4 (2019), s. 1140–1151.

[13] Xiaozhou Che m. fl. ”High fabrication yield organic tandem photovoltaics combining vacuum- and solution-processed subcells with 15% efficiency”.

en. I: Nature Energy 3.5 (2018), s. 422–427.

[14] Yasser A. M. Ismail, Tetsuo Soga och Takashi Jimbo. ”Effect of Composi-tion on ConjugaComposi-tion Structure and Energy Gap of P3HT:PCBM Organic Solar Cell”. en. I: (2015), s. 8.

[15] Serap Günes, Helmut Neugebauer och Niyazi Serdar Sariciftci. ”Conjuga-ted polymer-based organic solar cells”. I: Chemical reviews 107.4 (2007), s. 1324–1338.

[16] Allen Miller och Elihu Abrahams. ”Impurity Conduction at Low Concent-rations”. I: Physical Review 120.3 (1 november 1960), s. 745–755.

[17] John A. Carr. ”The identification and characterization of electronic defect bands in organic photovoltaic devices”. 2014.

[18] Sergei Baranovski, utg. Charge Transport in Disordered Solids with Appli-cations in Electronics. Chichester, UK: John Wiley & Sons, Ltd, 11 augusti 2006.

[19] Harm van Eersel, René A. J. Janssen och Martijn Kemerink. ”Mechanism for Efficient Photoinduced Charge Separation at Disordered Organic Hete-rointerfaces”. en. I: Advanced Functional Materials 22.13 (2012), s. 2700–

2708.

[20] Carsten Deibel, Thomas Strobel och Vladimir Dyakonov. ”Origin of the efficient polaron-pair dissociation in polymer-fullerene blends”. I: Physical review letters 103.3 (2009), s. 036402.

[21] Michael C. Heiber och Ali Dhinojwala. ”Dynamic Monte Carlo modeling of exciton dissociation in organic donor-acceptor solar cells”. I: The Journal of chemical physics 137.1 (2012), s. 014903.

[22] Heinz Bässler. ”Charge transport in disordered organic photoconductors a Monte Carlo simulation study”. I: physica status solidi (b) 175.1 (1993), s. 15–56.

[23] Armantas Melianas och Martijn Kemerink. ”Photogenerated Charge Trans-port in Organic Electronic Materials: Experiments Confirmed by Simula-tions”. en. I: Advanced Materials 31.22 (2019), s. 1806004.

[24] A. V. Nenashev, J. O. Oelerich och S. D. Baranovskii. ”Theoretical tools for the description of charge transport in disordered organic semiconductors”.

I: Journal of Physics: Condensed Matter 27.9 (11 mars 2015), s. 093201.

[25] David P. Landau och K. Binder. A guide to Monte Carlo simulations in sta-tistical physics. OCLC: 1104456476. Cambridge, UK; New York: Cambridge University Press, 2005.

[26] Arthur F. Voter. ”Introduction to the kinetic Monte Carlo method”. en. I:

Radiation Effects in Solids. Utg. av Kurt E. Sickafus, Eugene A. Kotomin och Blas P. Uberuaga. Vol. 235. Dordrecht: Springer Netherlands, 2007, s. 1–23.

[27] Daan Frenkel och Berend Smit. Understanding molecular simulation: from algorithms to applications. Vol. 1. Elsevier, 2001.

[28] Daniel T. Gillespie. ”A general method for numerically simulating the stochastic time evolution of coupled chemical reactions”. I: Journal of com-putational physics 22.4 (1976), s. 403–434.

[29] Makoto Matsumoto och Takuji Nishimura. ”Mersenne twister: a 623-dimensionally equidistributed uniform pseudo-random number generator”.

I: ACM Transactions on Modeling and Computer Simulation (TOMACS) 8.1 (1998), s. 3–30.

[30] AM. Somoza och M. Ortuño. ”Monte Carlo method for relaxation in electron glasses”. I: Physical Review B 72.22 (2005), s. 224202.

[31] Richard S. Moog. ”Determination of carbon-carbon bond length from the absorption spectra of cyanine dyes”. I: Journal of Chemical Education 68.6 (1991), s. 506.

[32] Samuel D. Collins m. fl. ”Understanding Open-Circuit Voltage Loss through the Density of States in Organic Bulk Heterojunction Solar Cells”. I: Ad-vanced Energy Materials 6.4 (2016), s. 1501721.

[33] Michael P. Hughes m. fl. ”Determining the Dielectric Constants of Organic Photovoltaic Materials Using Impedance Spectroscopy”. I: Advanced Fun-ctional Materials 28.32 (2018), s. 1801542.

[34] Chris Groves, Robin G.E. Kimber och Alison B. Walker. ”Simulation of loss mechanisms in organic solar cells: A description of the mesoscopic Monte Carlo technique and an evaluation of the first reaction method”. I: The Journal of chemical physics 133.14 (2010), s. 144110.

[35] Wenbin Guo m. fl. ”Modelling of charge carrier mobility effect on organic bulk heterojunction solar cells”. I: Integrated Ferroelectrics 138.1 (2012), s. 38–43.

[36] Stavros Athanasopoulos, Heinz Bässler och Anna Köhler. ”Disorder vs De-localization: Which Is More Advantageous for High-Efficiency Organic Solar Cells?” I: The journal of physical chemistry letters 10.22 (2019), s. 7107–

7112.

[37] O. Rubel m. fl. ”Exact solution for hopping dissociation of geminate electron-hole pairs in a disordered chain”. I: Physical review letters 100.19 (2008), s. 196602.

[38] Tim Albes och Alessio Gagliardi. ”Influence of permittivity and energetic disorder on the spatial charge carrier distribution and recombination in or-ganic bulk-heterojunctions”. I: Physical Chemistry Chemical Physics 19.31 (2017), s. 20974–20983.

[39] L. Jan Anton Koster, Sean E. Shaheen och Jan C. Hummelen. ”Pathways to a new efficiency regime for organic solar cells”. I: Advanced Energy Materials 2.10 (2012), s. 1246–1253.

[40] Namchul Cho m. fl. ”High-Dielectric Constant Side-Chain Polymers Show Reduced Non-Geminate Recombination in Heterojunction Solar Cells”. I:

Advanced Energy Materials 4.10 (2014), s. 1301857.

[41] Artem A. Bakulin m. fl. ”The role of driving energy and delocalized sta-tes for charge separation in organic semiconductors”. I: Science 335.6074 (2012), s. 1340–1344.

[42] Naoto Shintaku, Masahiro Hiramoto och Seiichiro Izawa. ”Effect of trap-assisted recombination on open-circuit voltage loss in phthalocyani-ne/fullerene solar cells”. I: Organic Electronics 55 (2018), s. 69–74.

[43] Ji-Hyun Lee m. fl. ”Photoconversion Mechanism at the pn-Homojunction Interface in Single Organic Semiconductor”. I: Materials 13.7 (2020), s. 1727.

[44] Feng Gao m. fl. ”Temperature dependence of charge carrier generation in organic photovoltaics”. I: Physical review letters 114.12 (2015), s. 128701.

[45] Mohammed Azzouzi, Thomas Kirchartz och Jenny Nelson. ”Factors Con-trolling Open-Circuit Voltage Losses in Organic Solar Cells”. I: Trends in Chemistry (2019).

[46] Christoph Joseph Brabec m. fl. Organic photovoltaics: concepts and realiza-tion. Vol. 60. Springer Science & Business Media, 2003.

[47] Simon Sandén m. fl. ”Characterization of recombination in P3HT: fullerene blends: Clarifying the influence of interfacial states”. I: Organic Electronics 42 (2017), s. 131–140.

I dokument Kinetisk Monte Carlo-simulering för donator - acceptor-gränsytor (sidor 38-51)

relaterade dokument