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Intitulé Modélisation et caractérisation électrique des

semiconducteurs organiques

A.Khelil

Professeur (université d’Oran)

Président

K.Benchouk


Rapporteur

B.Kouskoussa

Maitre des conférences A (université d’Oran)

Co-Rapporteur

K.Driss Khodja


Examinateur

T.Abachi

Maitre des conférences A (L'ENS Kouba ALger)

Examinateur

DEDICACE

Dédicace

Je dédie ce modeste travail

A mes très chers parents,

A Mes frères

A toute ma famille.

A tous mes collègues des études et mes amis partout.

A tous ceux qui ont sacrifié leur temps pour la science

et à tous ceux qui utilisent la science pour le bien et la prospérité de l’humanité.

REMERCIMENT

Remerciement

Tout d’abord, merci pour le grand dieu qui ma donné le courage, la

volonté, et la patience de mener à terme ce présent travail.

Ce travail a été réalisé au sein du laboratoire de physique des couches minces et matériaux pour électronique LPCM2E, département de physique, de la faculté des sciences, de l’université d’Oran Es-Sénia.

Je tiens tout d’abord à remercier vivement monsieur K.Benchouk le directeur de mon travail, pour avoir dirigé l’ensemble de mon travail, pour aide, et conseils avisés, et la motivation qu’il a su m’insuffler tout au long de la réalisation de la thèse.

Je remercie également mon Co-encadreur monsieur B.Kouskoussa, auquel j’exprime ma gratitude pour son encouragement et ses conseils précieux.

Je remercie très sincèrement monsieur A.Khelil professeur à l’université d’Oran Es-Sénia, pour m’avoir fait l’honneur d’accepter de présider le jury de ce mémoire.

Mes remerciements les plus sincères sont également adressés à Monsieur T.Abachi maitre de conférences A à L'ENS Kouba Alger, Monsieur K.Driss Khodja professeur à l’université d’Oran pour avoir accepter de jugery mon travail.

Je remercie également tous mes camarades et mes amis et tous ceux qui ont contribué de prés ou de loin à la réalisation de ce travail, en particulier Kadda et Atika, pour leur aide.

LISTE DES FIGURES

LISTE DES FIGURES

Figure I.1: Formation des orbitales moléculaires б et π. (à droite) par hybridation des

orbitales atomiques de deux atomes de carbone (à gauche).

Figure I.2: Formes résonnantes d’un système conjugué

Figure I.3: Diagramme de l’orbital moléculaire π. Evolution du diagramme des bandes en

fonction de la longueur de chaine.

Figure I.4: Schéma de bande d’énergie d’un semiconducteur organique avec χ l’affinité

électronique, ф le travail de sortie et Ip

Figure I.5: Analogie Inorganique/Organique.

le potentiel d’ionisation.

Figure I.6: Distribution spectrale du spectre solaire.

Figure I.7: Principe de fonctionnement d’une cellule solaire.

Figure I.8: Cellule solaire à base de Si monocristallin.

Figure I.9: Cellule solaire à base de Si polycristallin.

Figure I.10: Cellule solaire à base de Si amorphe (a-Si)

Figure I.11: Absorption de la lumière et création d’excitons.

Figure I.12: Diffusion des excitons à l’interface donneur-accepteur.

Figure I.13: Transfert de charge à l’interface donneur-accepteur(gauche) et condition de

dissociation des excitons : Eex> IPD

Figure I.14: Transport de charge dans les couches actives.

– A.

Figure I.15: Collection des charges aux électrodes.

Figure I.16: Structure d’une cellule de type Schottky (à gauche). Représentation des

niveaux d’énergie d’un contact ITO/organique/Al (à droite).

Figure I.17: Structure d’une cellule hétérojonction (à gauche). Représentation des niveaux

d’énergie d’un contact ITO/Donneur/Al (à droite)

Figure I.18: Structure d’une cellule solaire organique à hétérojonction en volume.

LISTE DES FIGURES

Figure I.19: caractéristique d’une cellule photovoltaïque organique dans le noir (a) et sous

illumination (b)

Figure II.1: L’ensemble d’évaporation sous vide

Figure II.2: Principe d’une installation de dépôt par pulvérisation.

Figure II.3: Schéma illustratif du dépôt par spin coating.

Figure II.4: Etapes de la technique spin coating.

Figure II.5: Schéma de diffraction de Bragg.

Figure II.6: Photo d’un diffractogramme.

Figure II.7: Photo de La microscopie électronique à balayage (MEB).

Figure II.8 : Principe du microscope électronique à balayage.

Figure II.9: Représentation schématique de l'interaction entre un faisceau d'électrons et la

surface d'un échantillon.

Figure II.10: Représentation schématique des profondeurs de pénétration pour les différents

modes de formation d’images (poire de diffusion).

Figure II.11: Principe de l’ellipsométrie.

Figure II.12: Schéma de principe d’un ellipsométrie.

Figure II.13: Ellipsomètre dans un laboratoire du LAAS à Toulouse.

Figure II.14: Représentation schématique de l’effet Hall dans un barreau semiconducteur.

Figure II.15: Echantillon en forme de disque plat dont les quatre contacts sont disposés de

manière symétrique et orthogonale.

Figure II.16: schéma simplifié de la caractéristique I-V

Figure. II.17: Simulateur solaire

Figure II.18: schéma simplifié de la caractéristique C-V

Figure III.1 :Schéma électrique d’une diode réelle.

http://fr.wikipedia.org/wiki/LAAS-CNRS

LISTE DES FIGURES

Figure III.2 : Circuit électrique d’une jonction PN idéale sous illumination (a) connecté à une

résistance de charge et (b) son circuit équivalent

Figure III.3 : cas d’une jonction PN avec une résistance série (a), et résistance shunt et série

Figure III.4 : caractéristique I-V sous éclairement

Figure III.5: Schéma équivalent d’une modèle à une diode réelle sous éclairement.

Figure III.6: cellule solaire organique de type (TCO/Au/CuPc/C60/Alq3).

Figure III.7: Caractéristique I-V de la cellule solaire organique de type (TCO/Au/CuPc/C60/Alq3)

Figure III.8: l’influence de facteur d’idéalité n sur la caractéristique I(V)

Figure III.9: la variation de courant I en fonction de facteur d’idéalité n

Figure III.10: l’influence de résistance série Rs

Figure III.11: la variation de courant I en fonction de résistance série Rs

sur la caractéristique I(V)

Figure III.12: l’influence de résistance parallèle Rsh

Figure III.13: la variation de courant I en fonction de résistance parallèle R


Figure III.14: l’influence courant de saturation I

sh

s

Figure III.15: la variation de courant I en fonction de courant de saturation Is


Figure III.16: l’influence de photocourant Iph

Figure III.17: la variation de courant I en fonction de photocourant I

sur la caractéristique I(V).

Figure III.18: Résultat de simulation de modèle à une diode

ph .

Figure III.19: Schéma équivalent de Modèle à deux diodes.

Figure III.20: Les effets de facteurs d’idéalité sur la caractéristique I-V (n1

Figure III.21: Les effets de facteurs d’idéalité sur la caractéristique I-V (n

=1, n2 = 1.9).

1


=1, n2 = 1.2).

1


=1.4, n2 = 1).

1

Figure III.24: l’influence de résistance série R

=2, n2 = 1.7).

s sur la caractéristique I(V) de modèle à deux diodes.

LISTE DES FIGURES

Figure III.25: résultat de simulation de modèle à deux diodes.

Figure III.26: Comparaison entre deux modèles a gauche (modèle deux diodes) a droite modèle à une diode.

SOMMAIRE

Sommaire

INTRODUCTION GENERALLE 1

Chapitre I : cellules photovoltaïques organiques

I. INTRODUCTION 4

II.CONCEPTS DES SEMICONDUCTEURS ORGANIQUES 4

II.1.Historique 4

II.2.Molécule conjuguées 5

II.3. Caractère semiconducteur organique 6

II.4. Structure de bandes 6

II.5. Semiconducteur organique et inorganique 8

II.6.CONVERSION PHOTOVOLTAIQUE 9

II.6.1. Principe de base de la conversion photovoltaïque 9

II.6.2. Nature de rayonnement solaire 9

II.6.3. Le spectre solaire 9

II.7. Pour quoi les semiconducteurs permettent la conversion photovoltaïque 11

II.8. CELLULES SOLAIRES INORGANIQUES 12

II.8.1. Principe de fonctionnement des cellules solaires inorganiques 12

II.8.2. Différents types des cellules solaires 13

II.8.2.1. Cellules monocristallines 14

II.8.2.2. Cellules polycristallines 14

II.8.2.3. Les cellules de silicium amorphe (a-Si) 15

II.8.3. Avantages des cellules solaires inorganiques 15

II.84. Inconvénients des cellules solaires inorganiques 16

II.9.CELLULES SOLAIRES ORGANIQUES 16

SOMMAIRE

II.9.1 Historique 16

II.9.2. Principe de fonctionnement d’une cellule solaire organique 18

II.9.2.1. Absorption de la lumière 17

II.9.2.2. Diffusion des excitons 18

II.9.2.3. Séparation des charges 19

II.9.2.4. Transport des charges 20

II.9.2.5. Collection des charges 21

II.9.3. Structure des cellules photovoltaïques organiques 21

II.9.3.1. Structure monocouche 22

II.9.3.2. Structure bicouches 22

II.9.3.3. Structure hétérojonction en volume 24

II.9.4. Paramètres électriques des cellules solaires organiques 24

II.9.4.1.Courant de court-circuit Isc

II.9.4.2. Tension de circuit ouvert V

25

oc

II.9.4.3. Facteur de forme FF 25

25

II.9.4.4. Rendement de conversion η 25

II.9.4.5. Rendement quantique externe 26

III. CONCLUSION 27

REFERENCE

Chapitre II : Méthode de fabrication et de caractérisation des couches minces

I.INTRODUCTION 31

II.TECHNIQUE DE DEPOT DES COUCHES MINCES 31

II.2.1. Evaporation 32

II.2.2 Pulvérisation cathodique 33

SOMMAIRE

II.2.3 Spin coating 35

III. METHODE DE CARACTERISATION DES COUCHES MINCES 36

III.1. Caractérisation structurale et morphologique 36

III.1.1.Diffraction de rayons X (DRX) 36

III.1.2. Microscopie électronique à balayage (MEB) 39

III.2. Caractérisation optiques 42

III.2.1.Ellipsométrie 42

III.3.Caractérisation électriques 44

III.3.1 .La méthode de l’effet Hall 45

III.3.2. La méthode de Van Der Paw 47

III.3 3. Mesure de la caractéristique I-V 48

III.4. Mesure de la caractéristique capacité –tension C-V 52

IV.CONCLUSION 52

REFERENCE

Chapitre III : Modélisation électrique des cellules solaires organiques

I.INTRODUCTION 55

II.MECANISME DE TRANSPORT 55

II.1. Cas de diode à l’obscurité 55

II.1.1. Mécanisme de diffusion diode idéale 55

II.1.2.Déviation du cas idéal 58 II.1.3. Courant de recombinaison 59

II.1.4. Effet tunnel bande à bande 60

II.1.5. Effet tunnel assisté par centre pièges 61

SOMMAIRE

II.2. Cas de la diode sous éclairement 63

II.2.1. Mécanisme de diffusion - diode idéale 63

II.2.2. Caractéristique I-V réelle d’une cellule photovoltaïque 64

III. MODELE ET CIRCUIT EQUIVALENT D’UNE CELLULE SOLAIRE ORGANIQUE 67

III.1. Modèle à une diode 67

III.1.1. Effets des paramètres électriques d’une cellule solaire

organique 68

III. 1.1 .1 Effet du facteur d’idéalité n 69

III.1.1 .2 Effet de La résistance série Rs

III.1.1 .3 Effet de la résistance parallèle Rsh 72

71

III.1.1 .4 Effet de courant de saturation Is

III.1.1.5 Effet de photocourant I

74

ph

IV. Résultat de simulation de modèle à une diode 76

75

V. Modèle a deux diodes 77

V.1. Effets de facteur d’idéalité sur le modèle deux diodes 78

V.2. Effet de La résistance série Rs

VI. Résultat de simulation de modèle à deux diodes 81

dans le modèle à deux diodes 80

VII. Comparaison entre le modèle une diode et le modèle deux diodes 82

VIII. CONCLUSION 83

CONCLUSION GENERALE 86

REFERENCE

INTRODUCTION GENERALE

1


Actuellement, 85% des besoins énergétiques sont couverts par les combustibles

fossiles (charbon 23.5%, pétrole 34.8%, et gaz 21.1%), 13.8% à partir des énergies

renouvelables et 6.8% sont d’origine nucléaire. Dans la deuxième moitié du XXI

siècle, l’approvisionnement mondial deviendra critique, en particulier en ce qui

concerne le pétrole et le gaz.

D’autre part, les ressources fossiles sont principalement responsables de la

production de CO2

-Réduire la consommation énergétique

libéré dans l’atmosphère, et du changement induit sur le climat. Il

en résulte les premières mesures de limitation des émissions qui ont été prises dans le

cadre du protocole de Kyoto, et qui visent l’objectif moyen d’une réduction de 5%

entre 2008 et 2012 par rapport aux émissions de 1990. Ces limites seront difficiles à

atteindre du fait de l’accroissement de la demande énergétique, notamment des pays

en émergence comme la Chine, l’Inde ou le Brésil, dont les principales réserves sont

constituées de charbon. En effet, la consommation moyenne actuelle d’un chinois ou

d’un indien est de l’ordre de 1MWh par an, alors que celles d’un américain et d’un

européen sont de 14MWh et 6MWh par an respectivement. Le problème des modes

de production d’énergie et leur répartition équitable est donc crucial pour l’humanité.

Dans ce garde, le développement durable implique une approche qui doit viser, en

même temps à :

-Développer les énergies non émettrices de CO2

-Capturer et stoker le CO

(énergies renouvelables ou

nucléaires).

2

-Accroitre l’efficacité énergétique.

lors de l’utilisation des énergies fossiles.

Dans chacun de ces domaines, la recherche a un rôle clé à jouer afin de proposer

de nouvelles solutions et d’identifier les ruptures scientifiques et les verrous

technologiques. Par conséquent, il est nécessaire de procéder avec une approche

globale fondée sur un mix énergétique afin d’établir de nouvelles technologies qui

répondent aux critères d’efficacité économique d’acceptabilité sociale et de protection

de l’environnement.


2

Avantage du photovoltaïque

- Une haute fiabilité ; les modules sont garantis pendant 25 ans par la plus part des

constructeurs.

- Elle ne comporte pas de pièces mobiles, qui la rendent particulièrement appropriées

aux régions isolées. C’est la raison de son utilisation sur les engins spatiaux.

- Le caractère modulaire des panneaux photovoltaïques permet un montage simple et

adaptable à des besoins énergétiques divers. Les systèmes peuvent être dimensionnés

pour des applications de puissance allant du milliwatt ou Méga Watt.

- Leurs coûts de fonctionnement sont très faibles vu les entretiens réduits, et ils ne

nécessitent ni combustible, ni transport, ni personnel hautement spécialisé.

Généralement la maintenance est limitée à une ou deux visites annuelles effectuée par

un professionnel.

- La technologie photovoltaïque présente des qualités sur le plan écologique, car le

produit final est non polluant, silencieux, peu de déchet, pas de ligne électrique

supplémentaire et pas de nuisance sonore olfactive.

Inconvénients du photovoltaïque

-La fabrication du module photovoltaïque relève de la haute technologie et requiert

des investissements d’un cout élevé.

-L’occupation de l’espace pour les installations de grandes dimensions.

-Le rendement réel de conversion d’un module est faible (la limite théorique pour une

cellule au silicium cristallin est de 28 %).

-Les générateurs photovoltaïques ne sont pas complétifs par rapport aux générateurs

diesel que pour des faibles demandes d’énergie en régions isolées.

-En fin, lorsque le stockage de l’énergie électrique sous forme chimique (batterie) est

nécessaire, le coût du générateur photovoltaïque est accru. La fiabilité et les

performances du système restent cependant équivalentes pour autant que la batterie et

les composants de régulations associées soient judicieusement choisis.

Cette thèse est intitulée « Modélisation et caractérisation électrique des semiconducteurs organiques », ce travail sera composé de 3 chapitres. Le premier chapitre est consacré aux propriétés et aux caractéristiques des semiconducteurs organiques, en donnant un panorama sur les cellules solaires photovoltaïques, cette partie essaie de faire le point sur le domaine du photovoltaïque organique.


3

Le deuxième chapitre se compose de deux parties. La première partie introduit les méthodes de fabrication des couches minces, dans la deuxième partie nous décrivons les différentes méthodes de caractérisation structurales, optiques, électriques.

Enfin dans le chapitre trois, la partie la plus importante de notre travail, on détaillera la caractéristiques I-V des cellules solaires de type (TCO /Au/CuPc/C60

Nous terminons par une conclusion qui résume le résultat de ces deux modèles.

/Alq3), on modélisera les courants pour les différents paramètres physiques telle que les résistances série et parallèle, le facteur d’idéalité et les courants de saturation, par deux modèles de circuits électriques équivalents, à une diode et à deux diodes.

Chapitre I

Cellules Photovoltaïques Organiques

CHAPITRE I CELLULES PHOTOVOLTAIQUES ORGANIQUES

4

I. INTRODUCTION

Dans la course aux énergies renouvelables les cellules solaires organiques font

actuellement l’objet d’une accélération considérable malgré que le silicium,

monocristallin, polycristallin ou amorphe, reste le matériau le plus utilisé pour la

fabrication des cellules photovoltaïques.

Les cellules solaires présentent de nombreux avantages, si aujourd’hui les

rendements obtenus avec les cellules organiques sont loin de concurrencer les cellules

solaires inorganiques, l’accélération des recherches et des innovations pourrait

rapidement rendre cette filière viable.

Dans ce chapitre d’introduction, nous détaillons les concepts des semiconducteurs

organiques, le principe de base de la conversion photovoltaïque, les différentes

cellules solaires inorganiques et organiques, les différentes structures des cellules

solaires, ainsi que les paramètres électriques.

II. Concepts des semiconducteurs organiques

II.1 : Historique

L’étude des propriétés des matériaux semiconducteurs organiques connait un

développent depuis une vingtaine d’années. On peut donner deux résonances

essentielles à cela. La première, triviale, est le nombre croissant des scientifiques

théoriciens et expérimentateurs. La deuxième est liées au fait que la chimie organique

et l’industrie de la microélectronique forment deux grands piliers de la technologie

moderne. Les matériaux organiques offrent plusieurs avantages : légèreté, flexibilité,

facilité de fabrication. En 1852 la fluorescence des matériaux organiques était révélée

par Stokes. La photoconductivité de l’anthracène solide a été découverte par

Pocchetino en 1906. De là on passe une date clé, 1963, quand Pope et al ont pu

démontrer l’électroluminescence dans des monocristaux d’anthracène [1].

L’évolution des semiconducteurs organiques est amorcée par la découverte du

polyacétylène vers la fin des années 1970 trois scientifiques (Heeger, Mac-Diarmid et

Shirakawa, prix Nobel de chimie en 2000) ont découvert qu’un polymère, le

polyacétylène, pouvait être rendu conducteur presque comme un métal, les films de

polyacétylène devenaient 109 fois plus conducteurs après une exposition à des


5

vapeurs d’iode, de chlore ou de brome qu’ils ne l’’étaient à l’origine. Cette découverte

a attiré l’intention de nombreux autres scientifiques sur le polyacétylène, puis

progressivement sur la polyaniline, le polypyrrole et le polythiophène, qui présent

l’avantage d’être chimiquement plus stable que le polyacétylène au contact de l’air.

Ils constituent aujourd’hui les polymères conducteurs les plus étudiés [2].

Les polymères conducteurs constituent un domaine de recherche et d’innovation

important au sein des nouvelles technologies. Ils sont utilisés à grande échelle dans de

nombreuses applications, peut être très variées. Pour les rendre encore plus attractifs

dans leurs domaines d’utilisation, il est nécessaire de trouver des moyens permettant

d’améliorer leurs domaines électriques à long terme. La clé de la conductivité de ces

polymères réside dans la présence de liaisons double conjuguées le long du squelette

du polymère. Toutefois, cette structure conjuguée n’est pas suffisante pour rendre un

polymère conducteur : il est aussi nécessaire d’introduire des porteurs de charge sous

la forme d’électrons ou de trous au sein du matériau. C’est ce que permet de faire le

dopage, qui consiste en une réaction d’oxydation où de réduction chimique [3].

II.2.Molécule conjuguées

Les électrons périphériques de deux atomes de carbones identiques forment des

liaisons covalentes qui s’obtiennent par superpositions des orbitales atomiques. Ces

électrons se déplacent alors sur des orbitales moléculaires communes aux deux

atomes. Les quatres électrons de valence de l’atome de carbone se répartissent entre

l’orbitale 2s et les trois orbitales 2p (px,py,pz). Une liaison б carbone-carbone nait de

la superposition d’une des trois orbitales atomiques hybrides sp2 de chaque carbone.

Quant aux orbitales px des deux carbones, qui pointent perpendiculairement aux

autres orbitales hybrides sp, elles se chevauchent pour former une liaison π

délocalisé le long de la chaine.[4]


6

Figure I.1 : Formation des orbitales moléculaires б et π (à droite).par hybridation des orbitales atomiques de deux atomes de carbone (à gauche) [5].

II.3. Caractère semiconducteur organique

L’énergie de séparation entre les liaisons π et π* étant plus petite que celle entre б

et б*. Notre attention sera donc portée sur l’étude des niveaux orbitales moléculaires π

et π*, dans les quelles sont distribuées énergétiquement les plus hautes orbitales

moléculaires occupées (HOMO) et les plus basses orbitales moléculaires inoccupées

(LUMO).

L’écart énergétique entre ces deux niveaux HOMO et LUMO confère le caractère

semiconducteur dans les matériaux organiques donc le caractère semiconducteur d’un

matériau organique est dû à la présence d’un système conjugué, c'est-à-dire à

l’alternance de liaisons simples et doubles [6].

Figure I.2 formes résonnantes d’un système conjugué

II.4. Structure de bandes

Dans un matériau organique chaque molécule est séparée des suivantes par un

niveau d’énergie. Ainsi, le chevauchement des niveaux d’énergie LUMO entre eux

d’une part, et les niveaux d’énergie HOMO entre eux d’autre part (figure I-3), sur

l’ensemble du squelette de la molécule laisse naitre la notion de bande. Tout se passe


7

comme si les porteurs appartenaient à une bande d’énergie et non pas à une seule

orbitale moléculaire [7].

Figure I.3 Diagramme de l’orbital moléculaire π. Evolution du diagramme des bandes en fonction

de la longueur de chaine [8].

La position par rapport au vide du niveau haut de la bande de valence (HOMO) de la

molécule correspond à l’énergie d’oxydation ou potentiel d’ionisation Ip

. La position

du niveau LUMO, bas de la bande de conduction correspond à l’énergie nécessaire

pour que la molécule accepte un électron, c'est-à-dire, l’affinité électronique χ. Une

représentation simplifiée du schéma de bandes d’un semiconducteur organique est

donnée figure I-4.

Figure I-4 Schéma de bande d’énergie d’un semiconducteur organique avec χ l’affinité

électronique, ф le travail de sortie et Ip le potentiel d’ionisation.


8

II.5 Semiconducteur organique et inorganique

Ainsi, une molécule organique semiconductrice possède des caractéristiques

analogues aux semiconducteurs inorganiques. Cependant ces derniers sont constitués

d’un ensemble ordonné d’atomes liés par des liaisons fortes permettant la

délocalisation des électrons ou des trous sur tout le cristal. Dans le cas des molécules

organiques, les liaisons au sein de la molécule sont fortes, mais entre les molécules,

les liaisons sont de type Van Der Waals. Le couplage qui en résulte entre orbitales de

molécules adjacentes est faible, impliquant un transport par saut entre molécule, et

donc de faibles mobilités comme observé dans les complexes moléculaires.

La figure I.5 résume l’origine de la formation des bandes électroniques dans un solide

moléculaire et un cristal inorganique. Dans le cas du semiconducteur inorganique, le

couplage entre les atomes ayant chacun des niveaux dégénérés conduit à des bandes

larges (entre5 et 10 eV) [9] dues à la délocalisation des électrons sur tout le cristal.

Dans les solides moléculaires, plus la distance intermoléculaire est grande, plus les

électrons de deux entités adjacentes interagissent faiblement et plus les bandes

HOMO et LUMO sont étroites (quelques centaines de meV).

Figure I.5 Analogie Inorganique/Organique

La physique du semiconducteur inorganique décrivant les processus de transport

de charges se base sur des théories adaptées à un solide cristallin et ne peuvent plus

s’appliquer telle qu’elle à l’électronique moléculaire [10].


9

II.6 Conversion photovoltaïque

II.6.1 Principe de base de la conversion photovoltaïque

II.6.2 Nature de rayonnement solaire

Le soleil, une immense sphère de gaz de 1,4 millions de kilomètres et une masse de

2× 1027 tonnes, se compose principalement d’hydrogène (78%), d’hélium (28%) et

2%d’autres atomes différents. Dans le centre du soleil, une sphère de 250000km de

rayon, la matière est comprimée au point de parvenir à une température de 15 millions

de degrés. Les atomes d’hydrogène entrent en collision et fusionnent pour former de

l’hélium. Au cours de cette réaction thermonucléaire, une partie de la masse du soleil

est transformée en énergie sous forme de photons et de neutrinos. Chaque seconde, le

soleil consomme 700 millions de tonnes d’hydrogène dans sa réaction de fusion

nucléaire et il produit une énorme quantité d’énergie égale à 386 milliards de

mégawatts (3,86 × 1026

II.6.3 Le spectre solaire

W). Sous la forme de rayonnement électromagnétique, une

partie de cette énergie atteint la surface de la terre. Chaque jour, notre planète reçoit

une quantité d’énergie 15000 fois plus élevée que le besoin de toute l’humanité.

Comme les autres sources d’énergie renouvelables, l’énergie solaire est gratuite et

disponible partout sur la terre [11-12].

L’énergie émise par le soleil, il est d’abord sous la forme de rayonnements

électromagnétiques dont l’ensemble forme le rayonnement solaire, qui constitue la

seule source externe notable d’énergie pour l’atmosphère. Ce rayonnement solaire se

propage à la vitesse de la lumière c, il lui faut donc, en moyenne, 499 secondes, soit 8

minutes et 19 secondes, pour atteindre notre atmosphère.

La théorie « corpusculaire » de Max Planck prévoit que tout rayonnement de

fréquence f peut être considéré comme un flux de photons dont l’énergie élémentaire

est directement proportionnelle à cette fréquence. De ce fait, ce sont les rayonnements

de courte longueur d’onde (ou de haute fréquence) qui sont les plus énergétiques. La

densité spectrale d’éclairement énergétique du rayonnement solaire hors de

l’atmosphère est représentée sur la figure I.6.


10

Figure I.6 Distribution spectrale du spectre solaire

On appelle masse d’air AMx, la perte d’énergie solaire du fait du l’absorption

atmosphérique.

La lumière peut être considérée sous forme d’ondes électromagnétiques de

longueur d’onde ou sous forme de photons, corpusculaires possédant une énergie E

liée à par la relation (I.1) :

Avec

h : Constante de Plank (J.s).

C : Vitesse de la lumière dans le vide (m.s-1

µ : Fréquence (s

) -1

λ : Longueur d’onde (m).

)

La notion de dualité onde ; corpuscule est importante pour comprendre les

phénomènes d’interaction entre un rayonnement et un matériau. L’absorption d’un

rayonnement dans un matériau s’explique en effet simplement par l’échange d’énergie

entre les atomes du matériau et les corpuscules de la lumière. Le coefficient

d’absorption α (en m-1) dépend de la longueur d’onde des photons incidents, ainsi que

du coefficient d’extraction k, selon la relation (I.2).


11

En général les faibles longueurs d’ondes (très énergétiques) sont donc plus

facilement absorbées. Cependant, le coefficient d’extraction d’un matériau varie

également avec la longueur d’onde, ce qui peut faire varier cette tendance. Le

phénomène d’absorption est d’écrit par la loi beer-lambert (I.3).

(I.3)

Avec

I0

I : Intensité de la lumière sortante (W).

: Intensité de la lumière incidente (W).

x : Longueur du trajet optique (m).

Les photons les plus énergétiques sont donc absorbés en quasi-totalité à proximité

immédiate de la surface éclairée. En revanche, une partie des photons moins

énergétiques peut traverser une partie du matériau, voire sa totalité, sans être absorbé

[13].

II.7 Pour quoi les semiconducteurs permettent la conversion photovoltaïque ?

Les différentes natures des matériaux sont les métaux, les isolants et les

semiconducteurs, leurs interaction avec un rayonnement est différente pour chacun

[14].

Pour un métal : tous les niveaux supérieurs à l’énergie de Fermi (EF) sont

autorisés et libres à 0K. A température ambiante, la quasi-totalité de ces niveaux étant

inoccupées, toutes les longueurs d’onde peuvent donc être absorbées. Pourtant, cet

électron reviendra à son énergie initiale en un temps très bref (de 10-2 à 10-13 s),

l’énergie étant immédiatement transformée en chaleur. L’énergie apportée par le

rayonnement au métal est donc perdue sous la forme de phonons au travers d’un

processus appelé thermalisation de l’électron. Donc un métal absorbera le

rayonnement mais il ne sera pas possible d’utiliser l’énergie reçue par les électrons

autrement que sous forme thermique [14].


12

Pour un isolant : le photon ne pourra interagir avec un électron que s’il peut

fournir à ce dernier une énergie supérieure à la largeur de la bande interdite (Eg) afin

qu’il atteigne les premiers niveaux autorisés et libres. Dans le cas d’un isolant, Eg> 5-

6eV. Il faut donc que l’énergie des photons Eph

Pour un semiconducteur : la largeur de la bande interdite est plus faible que pour

les isolants, soit environ 0.6 à 2 ou 3eV. Comme dans le cas des isolants, pour que les

photons du spectre solaire puissent être absorbés, l’énergie du photon E

soit égale au minimum 5-6eV soit

donc une longueur d’onde λ ≤ 250 nm. De fait, seule une infime partie du

rayonnement solaire ne peut être absorbé dans un isolant. Pour utiliser ces matériaux

pour la conversion photovoltaïque, il faudra leur adjoindre des colorants (cellules

hybrides).

ph doit être

supérieure à Eg. exemple : pour le silicium, tous les photons d’énergie Eph

> 1,12 eV

soit de longueur d’onde λ <1100 nm pourront fournir de l’énergie à un électron pour

l’amener de la bande de valence à la bande de conduction [15].

II.8 Cellules solaires inorganiques

Les cellules photovoltaïques ou photopiles sont des composants électroniques à

semiconducteur qui transforment directement la lumière solaire en électricité. Elles

sont réalisées à l’aide de matériaux semiconducteurs utilisés en tranches fines ou en

dépôts sur un substrat. Les matériaux les plus connus sont :

-Le silicium (Si)

-Le sulfure de cadmium (Cds)

-L’arséniure de gallium (As Ga)

-Le tellure de cadmium (Cd Te)

-Le germanium (Ge)

-Le phosphore d’indium (InP).

Toutefois, le matériau le plus couramment utilisé est le silicium pur obtenu à partir

de la silice (quartz ou sable) par transformations chimiques et métalliques.

II.8.1 Principe de fonctionnement des cellules solaires inorganiques

Une cellule photovoltaïque convertit une énergie radiative en énergie électrique.

Actuellement, la majorité des cellules photovoltaïques industrielles est basé sur la


13

structure de la jonction pn (jonction entre des semiconducteurs de type p et de type

n).La figure 1.7 représente schématiquement le principe de fonctionnement de ces

cellules. Celui-ci est constitué de différents processus :

1-Absorption de photons par les semiconducteurs.

2-Séparation des électrons et des trous dans les semiconducteurs.

3-Circulation des électrons dans un sens et des trous dans l’autre par le champ

électronique à l’interface.

Figure I.7 Principe de fonctionnement d’une cellule solaire.

BV : Bande de valence.

BC : Bande de conduction

EF

II.8.2 Différents types des cellules solaires

: Niveau de Fermi

La conversion photovoltaïque nécessite l’utilisation d’une couche

photoconductrice, dite couche absorbante, qui transforme le rayonnement lumineux

en paire électron-trou. Par la suite, ces porteurs créés sont collectés en réalisant une

jonction à la surface de cette couche absorbante. Cette jonction peut être soit une

homojonction, c’est le cas de la filière classique silicium, soit une hétérojonction ;

c’est-à-dire une jonction avec deux semiconducteurs différents, soit une jonction

Schottky ; c’est-à-dire un contact métal semiconducteur. Dans le marché industriel, il

existe quatre principaux types de cellules solaires : les cellules solaires

monocristallines, les cellules à couches minces et les cellules organiques.


14

II.8.2.1 Les cellules monocristallines

La cellule photovoltaïque monocristalline est la cellule de la première génération.

Cette cellule est composée d’un seul cristal divisé en deux couches. Les matériaux de

base pour de telles cellules sont d’énormes cristaux de silicium spécialement produits

à cet effet, d’une taille d’environ 10cm. Ces cristaux sont ensuite coupés en plaques

ultrafines, dopés et connectées. Les cellules monocristallines permettent d’obtenir de

hauts rendements, de l’ordre de 18% [16]. Le rendement théorique maximal pour de

cellules en silicium est de 40%, ce qui est dû au fait qu’une part du rayonnement

solaire, celui si situé dans le rouge et l’infrarouge, ne contient pas assez d’énergie

pour provoquer un effet photovoltaïque. Ces cellules soufrent néanmoins de deux

inconvénients : d’une part leur prix élevé, d’autre part une durée d’amortissement de

l’investissement en énergie élevée. Cette durée d’amortissement est le temps durant

lequel une cellule solaire doit produire de l’énergie pour rembourser l’énergie qui a

été nécessaire à sa production. Cette durée peut allez jusqu'à sept ans pour les cellules

monocristallines, cellules qui sont néanmoins tout à fait appropriées pour des

applications nécessitant de bonnes performances. La figure I.8 représente cellule

solaire à base de Si monocristallin.

Figure I.8 Cellule solaire à base de Si monocristallin.

II.8.2.2 Les cellules polycristallines

Elles ressemblent aux cellules monocristallines, mais elles sont composées d’une

agglomération de cristaux. Elles proviennent aussi du sciage de blocs de cristaux,

mais ces blocs sont coulés et sont dès lors hétérogènes. Le rendement des cellules

polycristallines, de l’ordre de 10 à 15%, est un peu plus bas, mais cela est composé

par un cout moindre la production de telles cellules nécessite moins d’énergie. La

figure I.9représente cellule solaire à base de polycristallin [17].


15

. Figure I.9 Cellule solaire à base de Si polycristallin .

II.8.2.3 Les cellules de silicium amorphe (a-Si)

Ces cellules sont composées d’un support en verre en matière synthétoque sur

lequel est déposée une fine couche de silicium, processus ne nécessitant que très peu

d’énergie. Bien que le rendement de telles cellules soit plus bas que celui des cellules

cristallines, ce qui est dù à la faible mobilité des porteurs de charge au sein de ces

matériaux. Des cellules amorphes avec des rendements excédant les 8% ont été

réalisées[18]. Ce type de cellule trouve ses applications principales dans de petits

appareils tels les calculettes, les montres, etc.

Figure I.10 Cellule solaire à base de Si amorphe (a-Si)

II.8.3 Avantages des cellules solaires inorganiques [19]

-Semiconducteur intrinsèque.

-La meilleure efficacité .

-Excellente stabilité (longue durée de vie des cellules).

-Rendement des cellules commerciales = 17-20%


16

II.8.4 Inconvénients des cellules solaires inorganiques

-Gap : 1,1 eV inférieurs au gapidéal (1,5 eV) [15].

-Nécessité d’une grande pureté du silicium.

-Fabrication onéreuse.

II.9 Cellules solaires organiques

II.9.1 1 Historique

Le secteur photovoltaique organique remonte à 1959 lorsque Kallmann et Pope ont

découvert que l’anthracène pouvait être utilisé pour fabriquer une cellule solaire[11].

11Leur appareil produisit une photo-tension de seulement 0.2 V avec un rendement

très faible. En 1978, Merrit avait prévu que l’éfficacité du dispositif solaire organique

pourait dépasser 1%[20]. Mais cet objectif n’a été atteint qu’en 1986, lorsque Tang a

décrit les paramètes cellules solaires organiques bicouches avec un rendement de

conversion de 0,95% à base des molécules ( phtalocyanine de cuivre, donneur

d’électrons et un dérivé de pérylène tétracarboxylique, accepteur d’électrons) [14].

Cepondant, la recherche dans ce domaine ne s’est intensifiée qu’au début du vingt et

unième siècle. En 2001, les cellules solaires organiques à bases phtalocyanine de

cuivre et fullerène ont été décrites avec une efficacité de conversion de 3,6%[

17].Trois ans plus tard , les rendements ont atteint 4,2%[18]. En 2007,un rendement

6,5% a été revendiqué lors de la fabrication de cellules solaires tandem à base de

polymère[19]. En 2009, des chercheurs américains ont signalé des rendements

approchant 7% [21]. En Mai 2010, les meilleurs rendements sont de l’ordre de 8%.

Solarmer Energy Inc a communiqué un rendement de 7,9% pour les cellules à base

de polymères avec une surface de 0.1 cm2

fabriquée par la technique d’impression.

II.9.2 Principe de fonctionnement d’une cellule solaire organique

En géneral, une cellule solaire transforme la lumière du soleil en électricité à tavers

cinq grands étapes.


17

II.9.2.1 Absorption de la lumière

La première étape du processus est l’absorption de lumière dans un solide. Elle se

traduit par l’apport d’énergie aux électrons du niveau de l’orbitale HOMO du

matériau.

Figure I.11 Absorption de la lumière et création d’excitons

Si cette énergie est suffisante, elle permet de faire passer un électron de l’orbitale

HOMO vers l’orbitale LUMO. Cette transition vers le niveau de l’orbitale LUMO

entaine l’apparition d’un trou au niveau de l’orbitale HOMO et qui est lié à l’éctron

par l’interaction électrostatique. Ce couple « électron-trou », électroniquement neutre,

est appellée « exciton ». l’exciton peut être formé dans la couche du donneur (D) ou

de l’accepteur (A). Lafigure I.11 présente le cas d’un exciton formé dans le matériau

donneur. Cette étape est affectée par les propriétés de surface macroscopique et elle

est directement déterminée par la structure de bande du matériau. L’énergie minimale

requise est égale à la différence entre les énergies des niveaus des orbitales LUMO et

HOMO du matériau . Il a deux types d’exciton classées en fonction de leurs énergies

de liaison. Si les deux charges (électron et trou) sont localisées sur la même molécule

ou sur la même unité monomètre, l’énergie de liaison est grande et l’exciton est

appelé exciton de Frenkel. Dans ce cas, la distance entre l’électron et le trou est

typiquement de quelques angstroms. Ce type d’exciton est le plus souvent recontré

dans les matériaux organiques. Au contraire, si la distance entre deux charges

correspond à plusieurs unités monomètres (quelques dizaine d’angstroms). Leur

énergie de liaison est faible et l’exciton est appelé exciton de Wannier. Dans les

semiconducteurs inorganiques, la valeur de l’énergie de liaison de l’exciton est faible

(par exemple : 14,7 meV pour le silicium) et l’énergie thermique à température


18

ambiante est suffisante pour séparer les deux charges. Dans le cas des

semiconducteurs organiques, cette énergie est de l’ordre de plusieurs centaines de

meV et il en résulte une difficulté à dissocier des charges à température ambiante.

Dans ce cas, la présence d’un champ électrique local est requise pour surpasser

l’attraction coulombienne. En géneral, la durée de vie des excitons est de l’ordre de

quelques nanosecondes par exemple : 22ns pour le tris(8-hydroxyquinoline)

d’aluminium (Alq3) [22]. Si la dissociation n’a pas lieu, l’électron rejoint le niveau de

l’orbitale HOMO en cédant son énergie de manière radiative (photoluminescence) ou

non-radiative sous forme de chaleur [23].

II.9.2.2 Diffusion des excitons

Dans les semiconducteurs inorganiques, après la formation de l’exciton, il est

immédiatement dissocité en un électron et un trou non liés. En effet, la permittivité du

matériau étant élevée, l’énergie de liaison coulombienne entre les deux porteurs de

charges est faible et largement inférieure à l’énergie thermique à température

ambiante. Cette énergie de liaison faible se traduit d’ailleurs par une délocalisation

importante de l’exciton sur plusieurs unités cristallographique.

Le cas des matériaux organiques est plus complexe. Leur permittivité diélectrique

est généralement largement inférieure à celle des matériaux inorganiques. Ceci

entraine une dissociation de la paire électron-trou impropable, l’énergie thermique

(quelques meV) ne suffissant plus à briser l’énergie de liaison de l’exciton, comprise

entre 0,1 et 1,4eV[24]. La probabilité de recombinaison dans les matériaux organiques

est donc extrèmement importante[25].

Il faut donc que les excitons atteignent un site de dissociation si on veut espérer

séparer les porteurs de charges puis les collecter. Cette capacité à atteindre un site de

dissociation est caractérisée par la longueur de diffusion de l’exciton Ld.La distance

entre le lieude création d’un exciton et son lieu de dissociation ne dépasse pas Ld

Cette grandeur varie d’un matériau à l’autre et est comprise entre 5 et 20 nm dans les

matériaux organiques [26-27].

car

il y‘aurait alors recombinaison.


19

Figure I.12 Diffusion des excitons à l’interface donneur-accepteur.

II.9.2.3 Séparation des charges

Pour la séparation des charges puisse avoir lieu, les excitons doivent rejoindre un

site ou le champ électrique est suffisamment élevé. Dans un dispositif utlilisant deux

matériaux de type donneur et accepteur, les excitons doivent être formés dans la zone

dit « zone active », suite au niveau de la jonction donneur-accepteur. Les excitons

générés au-delà de la distance LD

se recombinent avant d’arriver à l’interface

donneur-accepteur. A l’interface donneur-accepteur, l’exciton subit une réaction de

dissociation, formant un trou et un électron respectivement dans la couche du donneur

et de l’accepteur (figure I.13).

Figure I.13 Transfert de charge à l’interface donneur-accepteur(gauche) et condition de dissociation

des excitons : Eex> IPD – χA

La force de cette dissociation est la différence d’énergie entre les orbitales

moléculaires du donneur et de l’accepteur. La figure I.13présente également les

conditions de dissociation des excitons à partir du diagramme énergétique des

matériaux utilisés dans des cellules solaires organiques. La figure I.13 présente le cas

[28]


20

où l’exciton est crée dans le matériau donneur. Cet exciton a une énergie Eex

inférieure à la différence entre les orbitales LUMO et HOMO du donneur d’une

valeur égale à l’énergie de liaison de l’exciton ELex

E

(figure I.13) :

ex = ELUMO – EHOMO- E

Après la dissociation, l’électron passe dans l’accepteur tandis que le trou reste dans

le donneur. L’énergie de l’ensemble [électron+trou ] dissocié est égale à la différence

entre les niveauxénergétiques de chaque charge, c’est-à-dire I

Lex

pD - A (figure I.13).

Pour que la dissociation puisse avoir lieu, ce processus ne doit pas consommer

d’énergie, donc Eex doit être supérieure à IpD – χ A

II.9.2.4 Transport des charges

[29] un raisonement analogue

montre que la même condition prévaut pour les excitons générés dansla couche du

matériau accepteur. Pour une dissociation efficace, il est donc indispensable de

controler les niveaux énergétiques des matériaux. Cela peut être réalisé, dans certains

limites, par l’ingéniérie de structure moléculaire.

Le transport des porteurs de charges jusqu’aux électrodes est assuré par le donneur

d’électrons pour les trous et par l’accepteur d’électrons[30]. défférencier ainsi les

matrices de transports permet d’éviter les phénomènes de recombinaison. Dans le cas

des diodes de type schottky, où un seul matériau sert de transporteur, ces phénomènes

de recombinaison sont extrèmement importants et entainent des performances

médiocres.

La mobilité des trous dans le matériau donneur d’électron et la mobilité des

électrons dans le matériau accepteur d’électron doivent être les plus grandes possibles

afin d’aasurer le transport des porteurs de charge au mieu. Elles doivent également

être proches afin d’assurer une bonne balance des charges. Une plus grande

organisation moléculaire est souvent facteur de bonne mobilité, mais les impurtés, en

jouant le role de piège ( centre de recombinaisons) peuvent aussi influer sur ces

valeurs de façon négative [31].Lafigure I.14 montre le mecanisme de transport de

charge dans les couches actives.


21

Figure I.14 Transport de charge dans les couches actives

II.9.2.5 Collection des charges

Une fois que les charges atteignent les électrodes, elles sont extraites et transférées

vers le circuit extérieur, l’électron est transféré à la cathode et le trou à l’anode (figure

I.15).

Figure I.15 Collection des charges aux électrodes.

L’anode est généralement un oxyde semiconducteur transparent (ITO), qui permet

à la lumière de pénétrer dans les couches organiques, tandis que la cathode est

généralement une couche métallique (aluminium par exemple) déposée par

vaporisation. L’interface organique-électrode doit présenter un bon contact ohmique

pour assurer un transfert de charge efficace [32].

II.9.3 Structure des cellules photovoltaïques organiques

Afin d’améliorer la conversion photons-charges, différentes structures ont été

développées dans le passé. En effet, la génération des porteurs de charge ne dépend

pas uniquement de l’absorption mais aussi des mécanismes responsables de la

dissociation d’excitons.


22

Pour améliorer les performances des cellules solaires organiques, l’utilisation de

structure bicouches à jonction p-n ou d’hétérojonction en volume a constitué une

solution efficace.

II.9.3 .1 Structure monocouche

Appelée généralement structure Schottky, elle consiste en un film organique

déposé entre deux électrodes métalliques (figures I.16). L’oxyde d’indium et d’étain

(noté ITO pour Indium Tin Oxyde) est souvent utilisé pour l’anode et un métal avec

un travail de sortie plus faible que L’ITO tel que Al, Ca ou Mg pour la cathode. Le

choix des métaux est déterminant pour réaliser un contact ohmique d’un côté du

matériau organique et rectifiant de l’autre côté.

Les faibles performances obtenues avec la structure Schottky sont principalement

dues à la faible mobilité des porteurs de charge ainsi que à la forte interaction

électron-trou des matériaux organiques qui limite la séparation des charges [20].

Figure I.16 Structure d’une cellule de type Schottky (à gauche). Représentation des niveaux d’énergie

d’un contact ITO/organique/Al (à droite).

II.9.3 .2 Structure bicouches

Structure bicouches a été étudiée dés les années 1990 avec des rendement

inférieurs à 0.05% , appelée aussi structure hétérojonction ou pn, la structure bicouche

est composée de deux matériaux de natures différentes (donneur et accepteur

d’électrons) mis en contact entre deux électrodes figure I.17l’ITO est souvent utilisé

comme anode semi transparente car il présente, d’une part, une transparence de plus

de 85% dans le visible et, d’autre part un travail de sortie modéré pouvant permettre


23

l’établissement d’un contact ohmique avec certains matériaux transporteurs de trous.

La cathode est quant à elle plutôt constituée de métaux comme l’aluminium ou

l’argent qui permettent d’obtenir un contact ohmique avec certains matériaux type

n[36].

Figure I.17 Structure d’une cellule hétérojonction (a gauche). Représentation des niveaux

d’énergie d’un contact ITO/Donneur/Al (à droite)

Aujourd’hui, malgré les avancées publiées sur les propriétés optoélectroniques et

structurales des cellules organiques à hétérojonction p-n, leur rendement reste faible

par rapport à celui de leurs homologues inorganiques. Le facteur principal qui limite

ce rendement n’est pas encore bien défini. Certains auteurs l’attribuent aux faibles

longueurs de diffusion des exciton dans ces matériaux .dans ce cas, seule une faible

épaisseur proche de l‘interface organique/organique participe à la génération du

photocourant. D’autres auteurs ont considéré que les faibles valeurs des mobilités des

porteurs de charges sont responsables des recombinaisons avant leur collecte aux

électrodes. Un nouveau, type de cellule contenant le donneur et l’accepteur

(hétérojonction en volume) a donc été élaboré visant à diminuer la distance de

déplacement des porteurs pour atteindre l’électrode et par conséquent à limiter les

recombinaisons des porteurs. De plus l’augmentation de la surface de la jonction p-n

va améliorer les performances du dispositif [33].


24

II.9.3 .3 Structure hétérojonction en volume

Figure I.18 Structure d’une cellule solaire organique à hétérojonction en volume.

Appelée aussi structure réseau interpénétré, elle consiste en une couche composite

de donneur (D) et d’accepteur (A) déposée entre deux électrodes. Le principal

avantage de cette structure est que le mélange des deux matériaux (D et A) permet de

multiplier les zones interfaciales entre eux et de réduire ainsi les problèmes de pertes

par recombinaison des excitons photogénèses loin de l’interface.

Dans la structure à hétérojonction en volume, la multiplication des interfaces entre

le donneur et l’accepteur permet une dissociation des excitons dans l’ensemble du

volume de la couche active, alors que dans le cas des structure bicouches une seul

interface plane intervient entre le donneur et l’accepteur. L’intérêt majeur de

l’utilisation des mélanges est d’augmenter la surface de contact entre le donneur et

l’accepteur. L’utilisation d’un film mince composé d’un mélange donneur/accepteur

en volume a permis d’améliorer significativement les performances des cellules

photovoltaïques organiques[34].

II.9.4 Paramètres électriques des cellules solaires organiques

Il existe de nombreux paramètres qui permettent de caractériser une cellule solaire

organique. Ces paramètres sont appelés paramètres photovoltaïques et sont déduits de

la caractéristique I(V).

Les différents paramètres des cellules solaires organiques sont représentés sur la

figure I.19


25

Figure I.19 caractéristique d’une cellule photovoltaïque organique dans le noir et sous

illumination

II.9.4.1 Courant de court-circuit I

Il est obtenu en court-circuitant les bornes de la cellule (V = 0). I

sc

sc

II.9.4.2 Tension de circuit ouvert V

croit linéairement avec l’intensité d’illumination de la cellule et dépend de la surface éclairée, de la longueur d’onde du rayonnement de la mobilité des porteurs et de la température.

C’est la tension mesurée lorsque le courant qui circule dans la cellule est nul. Elle dépend de la différence des travaux de sortie des électrodes ainsi que la différence entre la LUMO de l’accepteur et la HOMO du donneur. Elle décroit avec la température et varie peu avec l’intensité lumineuse.

oc

II.9.4.3 Facteur de forme FF

Le nom facteur dérive de la représentation graphique. Il est défini par la relation suivante :

Il est égal au rapport de la surface du rectangle Pmax (figure I.20) sur celle du rectangle dont les cotés mesurent Voc et Isc

II.9.4.4 Le rendement de conversion η

.

Il désigne le rendement des cellules solaires organiques en puissance. Il est défini

comme étant le rapport entre la puissance maximale délivrée par la cellule et la

puissance lumineuse incidente Pin.


26

Ce rendement peut être amélioré en augmentant le facteur de forme, le courant de

court circuit et la tension à circuit ouvert.

II.9.4.5 Le rendement quantique externe EPCE

Ce rendement appelé aussi IPCE (incident photon to current conversion efficiency)

correspond au rapport entre le nombre d’électrons dans le circuit externe et le nombre

de photons incidents. Il ne prend pas en considération les photons transmis et

réfléchis. Il est défini comme suit :

Isc est la densité de court-circuit (A.cm-2), G est l’éclairement reçu par l’échantillon

(W.cm-2), λ est la longueur d’ondes monochromatique (nm), h est la constante de

Plank (J.s), C est la vitesse de la lumière (µm.s-1

) et e est la charge électrique (Cb).


27

III. CONCLUSION

Les matériaux semiconducteurs organiques sont porteurs d’un potentiel de

développement important dans la recherche de modules photovoltaïques à coût

relativement bas pour la production d’électricité. Contrairement aux cellules

inorganiques.

Après la présentation théorique et bibliographique ci-dessus sur les

semiconducteurs organiques et les cellules solaires, nous exposerons dans le chapitre

suivant les méthodes de fabrication et caractérisation des couches minces.


28

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Chapitre II Méthode de fabrication et de caractérisation des couches

minces

CHAPITRE II METHODE DE FABRICATION ET DE CARACTERISATION DES COUCHES MINCES

31

I.INTRODUTION

Une couche mince et un objet dont l’une des dimensions géométriques est très faible (de

quelque dizaine nanomètre à quelques micromètres). Cela explique un rôle essentiel des

interactions surfaciques dans l’établissement des propriétés physiques de ces objets.

D’ailleurs, c’est la raison principale pour laquelle les propriétés physiques des couches

minces différents de manière significative de celles des corps massiques.

L’aire totale de grains cristallins est supérieure à celle des deux faces d’une couche mince.

Par conséquent, généralement, l’effet de frontière de grains cristallins sur les propriétés d’une

couche mince prévaut sur celui de ses faces. Ainsi les propriétés d’une couche mince

dépendent essentiellement de sa morphologie interne [1].

La microstructure des couches minces est extrêmement sensible aux propriétés chimiques

et physiques de tout matériau mis en jeu lors de sa croissance, ainsi que des conditions

physiques de dépôt à chaque étape d’évolution de la couche mince. En particulier, les

propriétés d’une couche mince sont très sensibles à la nature du substrat, sur lequel elle se

situe. Cela explique, par exemple, pourquoi les couches d’un même matériau et d’une même

épaisseur peuvent présenter des propriétés physiques essentiellement différentes sur les

substrats de nature différente.

II. Technique de dépôt des couches minces

L’élaboration d’une couche mince est une étape décisive car les propriétés physiques du

matériau en dépendent. Suivant le mécanisme de la création des atomes et de l’interaction de

ces atomes avec le substrat, les méthodes de dépôt des couches minces peuvent être groupées

en deux familles [2] :

-Méthode physique PVD

-Méthode chimique CVD


32

Classe de méthode Principe Remarques

Dépôt Chimique en phase Vapeur

La couche mince est obtenue par une réaction chimique entre les produits gazeux en phase vapeur et le substrat au moyen d'une énergie d'activation, par exemple thermique

Les couches minces obtenues sont :

- peu denses ; - contaminées par des gaz résiduels de la réaction chimique

Avantage important : les contraintes internes sont, en générale, très faibles

Dépôt Physique en phase Vapeur

La couche mince est obtenue par une condensation du matériau de sa phase vapeur

Les couches minces obtenues sont denses, non contaminées. Le processus de dépôt est facile à contrôler.

Tableau II.1 Résumé sur les techniques de dépôt en couches minces.

L’énergie des atomes dans le cas d’un dépôt chimique est typiquement plus petite que celle

dans le cas du dépôt physique. Pour cette raison, les domaines d’application de ces techniques

sont différents : le dépôt chimique ne peut pas être utilisé pour fabriquer des couches

plasmoniques. En revanche, c’est le dépôt chimique, qui offre la meilleure qualité des couches

structurelles d’une structure micromécanique.

Il s’agit ici de décrire les techniques de fabrication des couches minces organiques pour

l’application photovoltaïques organiques, les méthodes sont : évaporation thermique, spin

coating, pulvérisation.

II.2.1.Evaporation

Cette technique consiste à chauffer sous vide le matériau que l’on veut déposer. Les

atomes des matériaux à évaporer reçoivent de l’énergie calorifique, c’est-à-dire que leur

énergie vibratoire dépasse l’énergie de liaison et provoque l’évaporation. Le matériau évaporé

est alors recueilli par condensation sur le substrat à recouvrir.

II-2.1.1 Description d’un ensemble d’évaporation sous vide :

Un appareillage d’évaporation sous vide comprend les éléments suivants :

1- Une chambre à vide

2- Un groupe de pompage


33

3- Une source d’évaporation

4- Substrat

Figure II.1 L’ensemble d’évaporation sous vide

II.2.2Pulvérisation cathodique

La pulvérisation cathodique est une méthode de dépôt de couche mince. Il s’agit d’une

technique qui autorise la synthèse de plusieurs matériaux à partir de la condensation d’une

vapeur métallique issue d’une source solide (cible) sur un substrat


34

II.2.2.1.Principe

Figure II.2 Principe d’une installation de dépôt par pulvérisation.

Cette technique consiste à éjecter des particules de la surface d’un solide par le

bombardement de cette surface avec des particules énergétiques, en général des ions argon.

En première approximation, ce processus mécanique ne dépend donc que de la qualité de

mouvement, cédée au moment du choc, de l’ion incident avec l’atome du solide bombardé

figure II.2 [3].

L’effet de pulvérisation est dû essentiellement au transfert de moment des ions incidents

aux atomes de la surface du matériau bombardé. L’arrachage d’atome se produira lorsque

l’énergie effectivement transférée dépassera l’énergie de liaison des atomes. Les paramètres

gouvernant le dépôt de couche mince par pulvérisation cathodique sont [4] :

-Les pressions résiduelles et de travail de l’enceinte.

-La composition des gaz résiduels.

-La puissance appliquée sur la cible.

-La tension de polarisation du porte substrat.

-La densité de courant.

-La géométrie de l’ensemble.

-Présence ou non des champs magnétiques.


35

Les ions peuvent provenir soit d’un plasma, soit directement d’une source d’ions. La

caractéristique la plus intéressante du procédé de dépôt par pulvérisation est son universalité.

Comme le matériau à déposer passe en phase vapeur à la suite d’un processus mécanique

(transfert d’énergie de l’ion incident vers l’atome de surface au moment de la collision).

La vitesse de dépôt dépend de nombreux facteurs comme la masse atomique du matériau

cible ou celle des ions incidents, ou bien encore de l’énergie de ces mêmes ions.il est difficile

de pulvériser les matériaux très volatiles ou en encore les solides organiques et les polymères

à cause de l’augmentation de température de la cible [5].

II.2.3 : Spin coating

La technique spin coating est parfaitement appropriée pour les substrats présentant une

symétrie de rotations. La solution versée se répond de façon uniforme sur l’échantillon grâce

aux forces de rotations. En effet cette force centrifuge à éloigner le liquide du centre car la

centrifugation permet de séparer dans une solution liquide des particules solides de densités

différentes.

Les centrifugeuses sont animées d’un mouvement circulaire très accéléré, si bien que

l’action de la pesanteur peut être négligée. Au lieu d’être en suspension verticale, les

particules s’animent d’un mouvement radial et horizontal (figureII. 3)[6] :

Figure II.3 Schéma illustratif du dépôt par spin coating.

Le dépôt des films minces par spin coating passe par différentes étapes (figure II.4)


36

Figure II.4 Etapes de la technique spin coating .

La première étape de cette technique consiste à déposer quelques goutes de la solution sur

la surface de l’échantillon, la seconde correspond à l’application d’une rotation provoquant

ainsi l’écoulement du liquide vers l’extérieur. Ensuite vient la troisième étape, ou la rotation

est constante. Elle consiste à éjecter l’excès de liquide et à diminuer l’épaisseur de la couche.

La dernière étape sert à évaporer les solvants les plus volatils ce qui accentue la diminution de

l’épaisseur [7].

III. Méthode de caractérisation des couches minces

L’identification des matériaux nécessite des moyens de caractérisation, nous citons dans ce

chapitre la caractérisation structurale, la caractérisation optique, la caractérisation électrique.

III.1. Caractérisation structurale et morphologique

III.1.1.Diffraction des rayons X (DRX)

La diffraction des rayons X est une méthode universellement utilisée pour identifier la

nature est la structure des matériaux solides.

L’état cristallin est caractérisé par la répartition tripériodique dans l’espace d’un motif

atomique. Cette répartition ordonnée constitue des plans parallèles et équidistantes que l’on

nomme plans réticulaires et sont identifiés par les indices de Miller (hkl). Ces indices


37

caractéristiques du cristal peuvent être calculés grâce à la diffraction des rayons X. lorsqu’un

faisceau de rayons X monochromatique est dirigé sur un matériau polycristallin, il est en

partie réfléchi par les plans atomiques de certains cristaux. Pour que la diffraction des photons

X soit mesurée, l’incidence du faisceau par rapport aux plans atomiques doit avoir lieu sous

un angle particulier. Il faut en effet que les ondes réfléchies soient en phase de sorte à

interférer de manière constructive, pour ensuite être mesure par le dicteur, comme il est

illustré sur la figure(II.6) [5].

Figure II.5 Schéma de diffraction de Bragg.

Les conditions nécessaires à cette interférence constructive sont données par la loi de

Bragg :

2dhkl sin θ = n λ (II.1)

Ou

λ: La longueur d’onde du rayonnement diffracté.

n : L’indice de diffraction.

dhkl : La distance interéticulaire du plan cristallographie

θ:L’angle qui est mesuré à partir du plan.


38

Figure II.6 Photo d’un diffractogramme.(université de Mulhouse, France)

Le diffractogramme est un enregistrement de l’intensité diffractée en fonction de l’angle 2θ

formé avec le faisceau direct figure II.6. Le système est constitue d’un goniomètre θ -2θ

totalement automatisé et commandé par logiciel. Le mode d’enregistrement consiste à

mesurer l’intensité diffractée par un déplacement pas à pas de l’échantillon et du détecteur. En

d’autre terme un balayage de l’angle de diffraction est obtenu à l’aide du goniomètre où

l’échantillon effectue une rotation avec un mouvement uniforme de vitesse angulaire θ, tandis

que le détecteur avec sa fente réceptrice placée sur le point de focalisation, tourne autour de

l’échantillon avec une vitesse de 2θ [9].

L’analyse des spectres de rayons X permet d’obtenir des informations sur :

- Les phases cristallines (position des pics).

-La taille des cristallines ou le stress interne (largeur des pics à mi-hauteur).

-Les défauts d’empilement (forme des pics).

-L’orientation des cristallites (absence ou présence de refixions).

La taille moyenne des cristallites est calculée par formule de SCHRRER [10]

(II.2)

:


39

Ou :

D : La taille moyenne des cristallites.

β: Largeur des pics à mi-hauteur.

θ : L’angle du pic de diffraction mesuré (rad).

λ: : La longueur d’onde de la radiation des rayons X utilisée (A0

Figure II.7Photo de la microscopie électronique à balayage (MEB) ,université d’Angers, France.

).

III.1.2.Microscopie électronique à balayage (MEB)

La microscopie électronique à balayage (MEB) est une technique traditionnellement

utilisée dans l’analyse des surfaces. Elle permet d’analyser la morphologie de la surface et la

composition chimique de la plupart des matériaux solides. Cette technique a la particularité

d’offrir une très grande profondeur de champ (plusieurs centaines de microns) et donne des

vues qualitatives des surfaces d’une grande utilité. En revanche, la mesure absolue des

dimensions dans le sens de la hauteur nécessite l’analyse d’une section de l’échantillon [11-

12]


40

Principe de la MEB

Le fonctionnement du microscope a balayage est basé sur l’émission d’électrons produits

par une cathode et la détection de signaux provenant de l’interaction de ces électrons avec

l’échantillon (électrons secondaires et rétrodiffusés).Un faisceau primaire d’électrons de

diamètre compris entre 5 et 20 nm et d’énergie allant de quelques keV à 50 KeV est focalisé

sur l’échantillon (sous vide). Ce faisceau est balayé sur la surface à étudier par un système de

déflexion (figure II.8) [13] :

Figure II.8 Principe du microscope électronique à balayage.

Les électrons émis par l’échantillon sont détectés par un scintillateur couplé à un

photomultiplicateur. Le signal obtenu est amplifié et sert à moduler l’intensité du faisceau

d’un oscilloscope dont le balayage est synchrone avec celui du faisceau primaire. A chaque

point de la zone balayée sur l’échantillon correspond donc un point sur l’écran de

visualisation. L’image est obtenue séquentiellement point par point en déplaçant le faisceau

d’électrons.

Interactions du faisceau électronique avec l'échantillon [14]

Sous l'impact du faisceau d'électrons accélérés, des électrons rétrodiffusés et des électrons

secondaires émis par l'échantillon (Figure II.9) sont recueillis sélectivement par des détecteurs

http://www.culture.gouv.fr/culture/conservation/fr/methodes/meb_01.htm#Figure_1


41

qui transmettent un signal à un écran cathodique dont le balayage est synchronisé avec le

balayage de l'objet.

Figure II.9 Représentation schématique de l’interaction entre un faisceau d’électrons et la surface d’un

échantillon.

En pénétrant dans l'échantillon, le fin pinceau d'électrons diffuse peu et constitue un

volume d'interaction (poire de diffusion, figure II.10) dont la forme dépend principalement de

la tension d'accélération et du numéro atomique de l'échantillon. Dans ce volume, les

électrons et les rayonnements électromagnétiques produits sont utilisés pour former des

images ou pour effectuer des analyses physico-chimiques. Pour être détectés, les particules et

les rayonnements doivent pouvoir atteindre la surface de l'échantillon. La profondeur

maximale de détection, donc la résolution spatiale, dépend de l'énergie des rayonnements [15]

Figure II.10 Représentation schématique des profondeurs de pénétration pour les différents modes de formation

d’images (poire de diffusion) .

http://www.culture.gouv.fr/culture/conservation/fr/methodes/meb_01.htm#Figure_2


42

III.2.Caractérisation optique

Les méthodes optiques permettent de caractériser un grand nombre de paramètres. Elles

présentent l’avantage sur les méthodes électriques, d’être non destructives et ne pas exiger la

réalisation, toujours délicate, de contacts ohmiques. Elles exigent seulement un substrat

transparent dans la gamme de longueur d’onde.

III.2.1. Ellipsométrie

L’ellipsométrie est une technique optique d’analyse de surface basée sur la mesure du

changement de l’état de polarisation de la lumière lors d’une réflexion en incidence oblique

sur la surface plane de l’échantillon à analyser.

La détermination de ce changement permet d’obtenir les caractéristiques suivantes :

• L’épaisseur de l’échantillon « d ».

• Son indice de réfraction « n ».

• Son coefficient d’extinction « k ».

Figure II.11 Principe de l’ellipsométrie.

1-source de lumière

2-Polariseur et modulateur

3-Analyseur et démodulateur

4-détecteur


43

A-Faisceau polarisé linéairement

B-Faisceau polarisé elliptiquement.

Le principe de l’ellipsométrie, qui a été découvert il y a plus d’un siècle trouvé un essor

récent à l’utilisation des micro-ordinateurs et de la commande électronique de moteurs,

permettant l’automatisation et l’optimisation des mesures, ainsi que leur exploitation de plus

en plus complexe. Les points forts de l’ellipsométrie sont : son caractère non destructif, sa

large gamme de mesure (mesure d’épaisseur depuis une fraction de couche monoatomique

jusqu'à quelques micromètres), sa possibilité de contrôle in-situ permettant la mesure

d’épaisseur de couches pendant leur croissance en temps réel [5].

Le principe de la technique repose sur la mesure du changement de l’état de polarisation

d’un faisceau lumineux après réflexion sur une surface. De ce fait, la mesure physique en

ellipsométrie concerne deux paramètres :

-L’état de polarisation de la lumière.

-L’intensité du rayonnement réfléchi.

Les paramètres physiques propres à l’échantillon, entre autre l’épaisseur, les indices

optiques et la rugosité, sont obtenus d’une manière indirecte en faisant appel à différents

modèles traitant des interactions onde-matière.

Une onde plane rencontre la surface de l’échantillon avec un angle d’incidence Φ 0, une

partie de cette onde est transmise ou absorbée et une partie est réfléchie par la surface. Le

champ électrique incident Ei présente deux composantes Epi et Esi

respectivement parallèle et

perpendiculaire en plan d’incidence figure II.12 [17] .

Figure II.12 Schéma de principe d’un ellipsométrie.


44

Après réflexion sur la surface de l’échantillon à analyser, ces composantes changent et

agissant sur chacune d’elles. Ces coefficients sont définis comme suit :

-Le coefficient de réflexion de l’échantillon pour une polarisation parallèle au plan

d’incidence :

Rp = = (II.3)

- le coefficient de réflexion de l’échantillon pour une polarisation perpendiculaire au plan

d’incidence :

Rs= = (II.4)

Les deux coefficients rp et rs ont des valeurs complexes. Leurs modules et

représentent la modification apportée à l’amplitude de la composante du champ, et leurs

phases δp et δs

, le retard introduit par la réflexion.

Lors de leur recombinaison les composantes p et s résulteront en un faisceau polarisé

elliptiquement.

Figure II.13 Ellipsométrie dans un laboratoire du LAAS à Toulouse.

II.3.Caractérisation électriques

La caractéristique électrique des matériaux semiconducteurs tels que la résistivité, la

concentration et la mobilité des porteurs libres peuvent être déterminées à partir de technique

http://fr.wikipedia.org/wiki/LAAS-CNRS


45

simple. Pour mesurer la résistivité il suffit d’appliquer la loi d’ohm à un échantillon parcourus

par un courant, pour déterminer la concentration et la mobilité des porteurs libres.

La caractérisation de courant-tension est une technique qui permet de renseigner sur la

réponse électrique d’un échantillon donné, elle permet aussi de remonter à la résistance du

matériau et donc de calculer sa résistivité et sa conductivité.

Le principe est simple, une tension électrique est appliquée entre deux ou quatre points de

l’échantillon, le champ électrique induit va orienter les porteurs de charges créant un courant

électrique mesurable, et variant en fonction de la tension appliquée.

III.3.1.La méthode de l’effet Hall

L’effet Hall est un phénomène bien connu dans le domaine de l’électromagnétisme du

matériau. Il porte le nom de son découvreur en 1879 l’américain Edwin Hall.

III.3.1.1. Principe de l’effet Hall

Considérons un bareau semiconducteur uniformément dopé comme celui présenté sur la

figure II.14 dans le système de coordonnées indiqué. Un courant électrique positif I traverse le

barreau de la gauche vers la droite. Un champ magnétique uniforme Bz vertical et

perpendiculaire au bareau est alors appliqué : il en résulte l’apparition d’une force

électromagnétique FB = - e Bz Vx (force de Lorentz )où e est la charge électronique et Vx la

vitesse de dérive des porteurs. Cette force génère un déplacement d’électrons, il apparait une

concentration de charge négatives sur l’un des cotés du barreau ainsi qu’un déficit de charges

négatives du coté opposé. Cette distribution de charge donne naissance à un champ électrique

Ey. ce dernier est lui-même responsable d’une force électrique qui agit sur les électrons :

FE = - e Ey (force de Coulomb).la migration des charges s’arrète lorsque l’équilibre est

atteint, c’est-à-dire quand la somme des deux forces est nulle (deuxième loi de Newton) [18].

On obtient alors :

Ey = - Bz Vx (II.5)


46

Figure II.14 Représentation schématique de l’effet Hall dans un barreau semiconducteur.

Il règne alors entre les faces opposées du barreau une tesion : VH = Ey . W appelée tension de

Hall. Dés lors, à partir de l’équation (II.7), on obtient : VH = Ey = - Bz Vx. W et comme la

vitesse des électronsest directement liée au courant électrique Ix, par la relation : Ix =e.N.S.Vx

où N est le nombre de porteurs de charge par m3

V

et S la section du barreau (S = W.d), on peut

alors déduire l’équation suivante :

H = - (II.6)

La tension de Hall VH étant proportionnelle à la fois au courant électrique Ix au champ

magnétique Bz et à l’épaisseur du barreau qu’on introduit un coefficient RH

R

appelé coefficient

de Hall tel que :

H

On a : R

= - (II.7)

Ce résultat est remarquable car il permet de déterminer une grandeur microscopique(nombre

de porteurs de charge) à partir d’une macroscopique (tension de Hall). Selon le type de

porteurs de charge la tension de Hall mesurée sera positive ou négative, ainsi on peut

déterminer le type de dopage du matériau étudié.

H

R

= - pour une conduction par électron :dopage de type n.

H = - pour une conduction par trous :dopage de type p.


47

III.3.2. La méthode de Van Der Paw

Van Der Paw était un physicien hollandais qui, en 1957, mit au point une nouvelle

technique de mesure de résistivité. Sa méthode avait l’avantage de permettre la détermination

de la résistivité d’échantillons de forme arbitraire pour autant que leur épaisseur soit connue et

uniforme.

II.3.2.1.Principe de Van Der Paw

J.L.Van Der Paw propose une nouvelle méthode dans le cas d’échantillons plats de forme

quelconque. Prenons un échantillon de forme quelconque, d’épaisseur d et de résistivité ρ (en

Ω/cm). Sur les bords de cet échantillon quatre contacts A,B,C et D de très petite taille sont

réalisés. On définit la résistance RAB,CD comme étant la différence de potentiel VD-VC

mesurée entre les contacts D et C par unité de courant à travers les contacts A et B et de façon

similaire la résistance RBC,DA

+ = 1 (II .8)

La solution de cette équation est donnée par la relation :

. A partir de ces définitions, Van Der Paw a démontré dans ces

travaux la relation suivante [19]:

. (II.9)

Étant un facteur de forme directement lié à la répartition des contacts

Ces relations sont donc valables dans le cas d’un échantillon de forme quelconque dont les

contacts de petite taille sont disposés sur les bords. Toutefois, ces expressions se simplifient

significativement si la géométrie de l’échantillon et si la position des contacts sont

symétriques comme par exemple sur la figure II.15.


48

Figure II.15 Echantillon en forme de disque plat dont les quatre contacts sont disposés de manière symétrique

et orthogonale.

On a alors RAB,CD = RBC ,DA

= R (II.10)

Lorsque l’épaisseur n’est pas connue, on accède à la résistance carré de l’échantillon par la

relation :

= R et un facteur de forme égal à 1.ainsi l’équation (II.11) se

simplifie et la résistivité de l’échantillon est obtenue à partir de la relation :

Rs = (II.11)

Alors la résistance de l’échantillon R est uniquement fonction de la résistance et de

l’épaisseur de la couche.

II.3.3 Mesure de la caractéristique I-V

Le principe de mesure de caractérisation courant-tension consiste à appliquer une tension

consiste à appliquer une tension continue et croissante à l’échantillon et à mesurer l’évolution

de l’intensité du courant traversant la structure et la tension aux borne de cette couche. Cette

intensité est mesuré à l’aide d’un électromètre KEITHLEY 2000 (ou 217) équipé d’une sortie

IEEE qui permet de le piloter par ordinateur. la tension aux bornes de l’échantillon est

également mesurée par le même type électromètre représenté par voltmètre. la tension

continue est délivrée par un générateur haute tension de type LAMBDA IEEE 488

programmable (modèle LLS6060) permettant d’obtenir une tension maximale de 60 volts.


49

On réalise deux de mesures, une mesure ou l’échantillon est placé à l’obscurité et une autre

où l’échantillon est placé sous éclairement. Les mesures I-V sous éclairement ont été

effectuées à l’aide d’un simulateur solaire

Figure.16 : schéma de mesure de caractéristique courant-tension

Le principe de mesure est basé sur le montage classique suivant (figure II.16)

Figure II.17 schéma simplifié de la caractéristique I-V

V

A


50

II-3-4 Mesure de la caractéristique capacité- tension C-V

La mesure de la variation de la capacité C de la barrière en fonction de la tension inverse V

nous permet d’aboutir à la détermination de deux paramètres importants, à savoir la

concentration en donneurs par unité par unité de volume ND et la tension de diffusion Vd

• Source d’énergie avec potentiomètre numérique : source de tension qu’est

appliqué a la diode qui possède un afficheur numérique qui affiche les valeurs

de tension.

caractérisant la barrière de potentiel vue du semiconducteur.

Description du banc de mesures

Tout d’abord on site le matériel de l’expérience

• Capacimètre : C’est un appareille ou on fait les mesures capacitifs.

• Table traçante : Elle sert à tracer les variations de la capacité mesurée par le

capacimètre en fonction de la tension appliquée.

• Capacités à air : Se sont des capacités qu’on connaît leurs valeurs

• Diodes : C’est l’échantillon qu’elle fait l’objet de l’étude.

Dans la cage de faraday on branche l’échantillon (une diode) a une tension, la tension

applique au deux bord de la diode c’est une tension inverse (la diode est polarisée en inverse)

et elle est contrôlée avec un potentiomètre numérique. D’autre part la diode dans la cage de

faraday est reliée avec le capacimètre pour mesurer les variations de la capacité de la diode en

fonction du potentiel appliqué. Mais pour avoir la courbe de la capacité en fonction du

potentiel appliqué en relier le capacimètre à une table traçante ou nu ordinateur. Maintenant

on est prêt à commencer l’expérience.


51

Figure II.18 schéma simplifié de la caractéristique C-V


52

VI.CONCLUSION

Au début de ce chapitre nous avons présentés les techniques de fabrication, des couches

minces en suite on a exposé les méthodes de caractérisation, ainsi que les caractérisations

structurale et morphologie, optique et électrique.


53

REFERENCE

[1]: C.D.Powelait, L.M.Smith and B.T, J.Jonker : Physical review B,558 (5662-5064,

1997.

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[3]: Abdel Hakim Mahdjoub, cour de master1,physique, université Larbi Ben M’hidi-Oum

El Bouaghi,2010/2011.

[4]: S.Zrogla, B.Gallois, Residual Stresss in chemically vapor deposited coating in the Ti-

C-N.system, ,J.de physique IV.C3.P,155-162, 1993.

[5]: Ferhati-Fariza, thèse de magister,électronique, université Mouloud memmeri-Tizi-

Ouzou, 2011.

[6]: C.D.Powelait, L.m.Smith, B.T.J.nker :physical review B.55,8, 5062-5064, 1997.

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Paris.

[9]: AssiaBouraiou , thèse de doctorat, physique énergétique, Université de Mentouri

Constantine, 2009.

[10]: Johan Verstraete, thèse de doctorat, science pour l’ingénieur,université Haute

Alsace.2005.

[11]: J.Faerber, Microscopie électronique à balayage, institut de physique et de chimie de

matériaux de Strasbourg,2004.

[12]: J.P.Péré, la microscopie technique d’étude en biologie, collection, 128 édition Nathan,

Paris 1994.

[13]: A.Duval, A.Bouquillon, « la microscopie électronique à balayage », document de

formation du laboratoire de recherche des musées de France, 1993.

[14]: Fatima-Zohra Mammeri, thèse de magister, métallurgie, Université de Mentouri

Constantine, 2006.


54

[15]: J.Faerber, Microscopie électronique à balayage, institut de physique et de chimie de

matériaux de Strasbourg,2004.

[16]: Jounluk, cour : « microscope électronique à balayage»,Université d’Oran Es-

Sénia,2010.

[17]: AbderrazzaqBenatmane,thèse de doctorat, instrumentation et Microélectronique,

Université Louis Pasteur Strasbourg, 2002.

[18]: Vy YAM, Sylvie RETAILLEAU, Eric CASSAN, Université Paris-Sud-11,bàtiment

220 de L’UFR des sciences, 91-405, Orsay Cédex.

[19]: Van Der Paw, L.J, A Method of measuring Specific Resistivity and Hall Effect of

Discs or arbitrary scapes. Philips ResPepts, 13-p :1-9,1958.

Chapitre III Modélisation Electrique des

Cellules Solaires Organiques

CHAPITRE III MODELISATION ELECTRIQUE DES CELLULES SOLAIRES ORGANIQUES

55

I. INTRODUCTION

La modélisation des cellules solaires passe nécessairement par un choix judicieux

des circuits électriques équivalent, en prenant plus ou moins de nombreux modèles

mathématiques sont développés pour représenter un comportement fortement non

linéaire, résultant de celui des jonctions semiconductrices qui sont à la base de leurs

réalisations. Ces modèles se différencient entre eux par les procédures mathématiques

et le nombre de paramètres intervenant dans le calcul de la tension et du courant de la

cellule solaire,

Dans ce chapitre on va présenter deux modèles d’une cellule solaire organique:

Modèle à une diode.

Modèle à deux diodes.

II. Mécanismes de transport

Les mécanismes de transport de charge dans une homojonction sont

étroitement liés aux propriétés et caractéristiques de la structure [1] telles que les

épaisseurs des couches du matériau semiconducteur, les dopages respectifs des deux

zones, la température et la nature même du matériau. Ces mécanismes peuvent avoir

lieu simultanément ou séparément selon la gamme des tensions extérieures appliquées

au composant. Dans ce qui suit, nous décrirons brièvement quelques mécanismes de

transport de charges, généralement observés, dans un dispositif à homojonction.

II.1.Cas de diode à l’obscurité

II.1.1. Mécanisme de diffusion diode idéale

La caractéristique idéale courant-tension est basée sur les quatre approximations

suivantes :

Le profil de dopage est abrupt à l’interface.

Le semi-conducteur est non dégénéré

La polarisation de la jonction correspond aux conditions de faible injection (la

densité de porteurs minoritaires injectés est petite devant la concentration de porteurs

majoritaires).

Il n’y a pas de courant de génération dans la zone de charge d’espace (les

concentrations d’électrons et de trous sont constantes).


56

Il s’agit d’un courant de porteurs minoritaires, trous de la région qui diffusent vers

la région et électrons de la région qui diffusent vers la région .

Dans les conditions de faible injection (faibles polarisations extérieures) et dans le

cas d’un régime stationnaire la résolution des équations de continuité

pour les électrons et les trous, fournit pour le courant de diffusion dont les

expressions sont [2] :

(III.1)

: Densité de courant d’électrons

: Densité de courant de trous.

: Coefficient de diffusion des électrons dans la région .

: Coefficient de diffusion des trous dans la région

: Epaisseur de la zone neutre, coté

: Epaisseur de la zone neutre, coté

: Longueur de diffusion des électrons dans la région

: Longueur de diffusion des trous dans la région

: Densité intrinsèque du matériau

: Tension extérieure appliquée.

: Constante de Boltzmann : Température

: Dopage dans la région , : Dopage dans la région

Les longueurs de diffusion et peuvent être calculées à partir des équations

suivantes :

(III.2)


57

Où les constantes et représentent respectivement les durées de vie des électrons

et des trous dans les régions neutres et . Ces deux quantités sont liées aux mobilités

des porteurs et par la relation d’Einstein (cas des semiconducteurs non

dégénérés).

(III.3)

Le courant de diffusion total est donné par la somme , soit :

(III.4)

C’est l’équation d’une diode idéale, appelée également l’équation de Shockley.

Selon les propriétés physiques du matériau utilisé et les dimensions du dispositif,

deux cas se présentent :

On rappelle que :

(III.5)

Diode courte :

et

Dans le cas où les longueurs de diffusion et sont supérieures aux largeurs de

zones neutres et les densités de courant d’électrons et de trous

se simplifient et deviennent :

(III.6)


58

Le courant totale de diffusion de la jonction est la somme des deux courants

et et est donné par :

(III.7)

Cette équation présente diverge pour des zones et trop courtes lorsque la

polarisation inverse devient importante [3].

Diode longue

et

Si les longueurs de diffusion et sont inférieures aux largeurs des zones

neutres et , les densités de courant d’électrons et de trous seront

données par :

(III.8)

Et aussi pour ce car le courant totale de diffusion de la jonction c’est la

somme des deux courants et est donné par[3-4-5-6]

(III.9)

II.1.2.Déviation du cas idéal

Les caractéristiques courant-tension des jonctions sont souvent différentes du

cas idéal. Plusieurs effets participent à cette déviation:

L’effet de surface

La génération et la recombinaison de porteurs dans la zone de charge d’espace

L’approximation de faible injection n’est plus valide même à relativement basse

tension de polarisation

L’effet de résistance de série

L’effet de claquage de la jonction sous une polarisation inverse importante.


59

Sous polarisation directe, les processus de génération recombinaison principaux sont

liés aux processus de captures des porteurs. Nous observons donc en plus du courant

de diffusion, un courant de recombinaison, qui peut être localisé à la surface ou dans

le volume du dispositif.

II.1.3. Courant de recombinaison

Les surfaces libres aux alentours des jonctions comportent généralement des

densités de pièges et de centres recombinants, beaucoup plus élevées qu’en volume,

du fait de la rupture du réseau et de l’adsorption d’impuretés en surface.

Les porteurs minoritaires injectés à la périphérie d’une jonction sont confinés

près de la surface et diffusent superficiellement jusqu’à se recombiner avec l’un des

centres qui y sont présents.

La zone de charge d’espace peut être le siège de mécanismes de génération

thermique et de recombinaison des porteurs de charges. Sous polarisation

extérieure , le taux de recombinaison est donné par la loi de Shockley-Read

[1,7] :

(III.10)

où représente la durée de vie de génération recombinaison.

Dans le cas d’une polarisation directe, la largeur de zone de charge d’espace

diminue et les quantités et ne sont pas négligeables devant la densité intrinsèque

du matériau .

Le taux de recombinaison étant positif, le courant est un courant de recombinaison.

Pour des tensions appliquées suffisamment importantes , la densité de

courant de recombinaison sera donnée par [1] :

–– (III.11)

où et désignent les frontière de la zone de charge d’espace et

l’épaisseur de la zone de charge d’espace sous polarisation inverse.


60

Dans le cas d’une polarisation inverse et en négligeant cette fois les

densités de porteurs et devant la densité intrinsèque , le taux de recombinaison

devient négatif et la zone de charge d’espace devient le siège d’un mécanisme de

génération. La densité de courant s’écrit :

–– (III.12)

II.1.4. Effet tunnel bande à bande

Ce mécanisme apparaît à fortes polarisations inverses [8].C’est-à-dire l’application

d’un champ électrique intense favorise le passage des électrons à travers les barrières

d’énergie par effet tunnel [6-9]. Les porteurs qui traversent directement la barrière

énergétique sont responsables du courant tunnel bande a bande. En supposant une

interface de bonne qualité et des dopages importants dans les deux régions de

l’homojonction, la densité de courant tunnel

: Masse effective des électrons.bande à bande est donnée par l’expression

[10,11] :

(III.13)

, qui est le champ électrique maximum à la jonction, est donné par :

(III.14)

: Masse effective tunnel est donné par :

(III.15)

: Masse effective des trous légers.

: Energie de bande interdite du matériau

: Constante réduite de Planck.


61

II.1.5.Effet tunnel assisté par centre pièges

A forte polarisation et en présence de pièges, on peut observer un courant tunnel

assisté par piège dépendant de la densité de ces pièges et de leur énergie .La

barrière énergétique tunnel effective est inférieure au gap , ce qui fait que la

probabilité de passage est plus grande que pour le mécanisme tunnel bande a

bande[5].

La substitution de l’équation dans l’expression et de à donne

l’expression d’un tel courant, tenant compte de [5]:

(III.16)

Dans le but de mettre en évidence la dépendance en tension de cette

expression peut se mettre sous la forme :

(III.17)

Avec :

(III.18)

A l’exception de quelques matériaux dont la technologie est bien maîtrisée, tel que le

Silicium, les composants peuvent présenter des défauts liés soit à la croissance ou le

dépôt des couches, soit aux procédés de fabrication (gravure chimique, lithographie,

métallisation).

Ces défauts causent des écarts par rapport aux variations exponentielles décrites

précédemment. Ces écarts peuvent aussi apparaître lorsque plusieurs phénomènes de

conduction ont lieu simultanément ou à des intervalles de tensions différents. Une

représentation en double exponentielle avec un terme de fuite peut être utilisée pour

expliquer les caractéristiques réelle courant-tension [6,12,13] :


62

(III.19)

Il est difficile d’ajuster les paramètres vue la complexité de cette

équation phénoménologique (transcendante). Afin de tirer ces paramètres de transport

plusieurs méthodes d’extraction de ces paramètres existent, on peut citer :

La méthode classique

La méthode de Norde

La méthode de Werner

La méthode de Ranuarez

Cette dernière loi résulte du schéma électrique de la diode réelle figure qui

suppose celle-ci équivalente à une diode idéale en série avec la résistance et en

parallèle avec la résistance , la tension étant appliquée aux bornes de

l’ensemble

Figure III.1 Schéma électrique d’une diode réelle.

Dans la littérature, on trouve le plus souvent la formulation suivante :

(III.20)

Où est le coefficient d’idéalité compris entre et [7].

Dans le cas où est voisin de l’unité, le mécanisme de diffusion l’emporte. Par

contre si est voisin de , il s’agit de la recombinaison des porteurs.

L’équation donne :


63

(III.21)

Où W représente la fonction de Lambert définie par

II.2. Cas de la diode sous éclairement

II.2.1. Mécanisme de diffusion - diode idéale

La jonction pn sous éclairement peut être schématisée par un générateur de courant

Iph

Le courant total est donné par l’équation suivante :

(courant proportionnel à la lumière incidente) en parallèle avec la diode délivrant

un courant (obscurité).

(III.22)

Nous obtenons ainsi le circuit équivalent d’une cellule solaire idéale, présenté

figure III.2.

Figure III.2 Circuit électrique d’une jonction PN idéale sous illumination (a) connecté à une

résistance de charge et (b) son circuit équivalent

Lorsque la jonction est reliée à une résistance de charge , le passage du courant à

travers fait apparaitre une chute de tension (en circuit ouvert, et

).

L’orientation du courant vers produit une tension induisant une

polarisation directe à travers la jonction si bien que le courant i est de sens opposé à

.


64

D’un autre point de vue, nous pouvons considérer que la direction du photocourant

dans la résistance de charge induit une tension à travers la jonction qui génère un

courant direct dans la direction opposée à , si bien que globalement nous

n’observons pas le courant entier , mais seulement la quantité:

(III.23)

II.2.2. Caractéristique I-V réelle d’une cellule photovoltaïque

Lorsque les résistances de contacts (résistivité des électrodes et des interfaces

métal-matériaux organiques) et les pertes ohmiques (dues à la résistivité des couches

organiques) génèrent une résistance non négligeable par rapport à la résistance de

charge, nous devons associer au schéma équivalent une résistance série .

Si on note la tension à travers la jonction, la tension à travers la cellule est

réduite à :

(III.24)

Dans le premier quadrant nous avons :

(III.25)


65

De plus, lorsque des courants de fuite apparaissent à travers la cellule, nous pouvons

prendre en compte cette nouvelle composante en insérant une résistance parallèle

[14, 15].Lorsque cette résistance devient très grande , ces courants

de fuite deviennent négligeables I

(III.26)

p . Nous obtenons ainsi :

Déjà que dans le cas d’une cellule idéale nous ne trouvions pas le courant total

mais seulement . Dans le cas réel cette réduction est bien prononcée,

ceci est dû à la résistance shunt qui introduit un courant de fuite et qui est

donné par la relationsuivante :

I = – Iph+ Ip

Alors que dans le cas idéal on a et , ces résistances donnent dans

le cas réel une évaluation des imperfections de la diode : en considérant que

présente une valeur faible et que , nous pouvons estimer les valeurs de

et à partir de la différenciation de l’expression déduite de la deuxième loi de

Kirchhoff (loi des nœuds) :

(III.27)

(III.28)

Nous déduisant:

(III.29)

où le terme et sachant que pour la tension est

égale à la tension de circuit-ouvert très grande devant le terme .

De la même manière, nous trouvons :

(III.30)


66

Nous avons aussi

(III.31)

Les pentes de la caractéristique sous illumination, calculées en (circuit

ouvert) et (court circuit) donnent respectivement les valeurs inverses des

résistances série et shunt .

III.4 Caractéristique sous illumination

Généralement les photopiles sont équivalentes à un circuit simple comportant une

seule diode, en parallèle avec une résistance et une résistance en série.

(III.32)

(III.33)

Avec

Courant I

Tension V0

Voc

Icc

pente = R-1S

pente = R-1sh

I-V


67

III. Modèle et circuit équivalent d’une cellule solaire organique

III.1.Modèle à une diode

Ce modèle est le plus courant est utilisé par de nombreux auteurs pour obtenir des

valeurs de certains paramètres de la caractéristiques courant-tension d’une cellule

solaire par des méthodes d’approximation [16].

Les propriétés de la jonction pn et la réaction du semiconducteur au rayonnement

mènent au schéma du circuit équivalent idéal simplifie d’une cellule photovoltaïque

représenté sur la figure III.5. Le modèle à une diode sous éclairement est caractérisé

par son schéma électrique équivalent qui se compose d’une source de courant qui

modélise la con version du flux lumineux en énergie électrique, une résistance shunt

et une conséquence de l’état le long de la périphérie de la surface de la cellule, une

résistance série Rs

représentant les diverses résistances de contact et de connexions,

une diode en parallèle qui modélise jonction pn.

Figure III.5 Schéma équivalent d’une modèle à une diode réelle sous éclairement.

Le courant généré par le modèle à une diode est donné par loi de Kirchhoff :

I = Iph – Id –Ish

I : courant fourni par la cellule

(III.34)

(III.35)

V : Tension à la borne de la cellule

Iph

I

: photocourant, proportionnel à l’irradiance ф, avec correction selon T

s : Courant de saturation de la diode, dépendant de la température T.


68

Rs

R

: Résistance série.

sh

q : Charge de l’électron = 1,602.10

: Résistance shunt (ou parallèle). -19

K : Constante de Boltzmann =1,38.10

Coulomb. -23

n : Facteur de d’idéalité de la diode.

J /K.

T : Température effective de la cellule [Kelvin].

Il faut noter que ces deux résistances sont liées à la technologie d’élaboration des

électrodes. Il faut minimiser Rs de telle sorte que Rsh soit très important et le

photocourant Iph

III.1.1. Effets des paramètres électriques d’une cellule solaire organique

varie avec l’irradiance, il est déterminé par rapport à des valeurs

données aux conditions de référence.

Dans ce chapitre on présente la modélisation électrique des couches minces organiques d’une cellule solaire de type (TCO/Au/CuPc/C60/Alq3/Al)[3], on utilise le programme de Mathematica 5, pour simuler les deux modèles (une diode et deux diodes en parallèle). Les résultats obtenus seront confrontés avec des données expérimentales la caractérisation électrique I(V) a donné des paramètres tel que le facteur d’idéalité n, la résistance parallèle Rsh, la résistance série Rs, le photocourant Iph, le courant de saturation Is

Les couches organiques d’une cellule solaire de type (TCO/Au/CuPc/C60/Alq3/Al) élaborés a LAMP laboratoire à l’université de Nantes.

.

Les dépôts des feuilles ont été effectués sur des substrats de verre sodé. Les substrats de verre de dimensions 2.5 × 1 cm2, utilisée pour les différentes caractérisations, découpés à partir De lames de 2.5 × 7.5 cm2

Les dépôts des films organiques sur les substrats a été couvertes par une couche mince de sélénium amorphe, afin d’empêche la contamination d’air [4].

de dimensions.

la figure (III.6 ) illustre de la structure de la cellule solaire organique de référence de type (TCO/Au/CuPc/C60/Alq3/Al).


69

Figure III.6 cellule solaire organique de type (TCO/Au/CuPc/C60/Alq3/Al)[10]

0,40 0,45 0,50 0,55 0,60 0,65 0,70 0,75 0,80

-0,0005

0,0000

0,0005

0,0010

0,0015

0,0020

Expérience

I (A)

V (V)

Figure III.7 Caractéristique I-V de la cellule solaire organique de type (TCO/Au/CuPc/C60/Alq3/Al)[10]

III. 1.1 .1Effet du facteur d’idéalité n.

Nous savons que la valeur du facteur d’idéalité n est comprise entre deux valeurs 1 et 2.Les équations des courants de diffusion et de génération recombinaison, données dans les paragraphes III.1.1 et III.1.3, montrent que le paramètre n prend la valeur 1 dans le cas de la diffusion et la valeur 2 dans le cas d’un mécanisme de génération recombinaison [7]. Le coefficient d’idéalité n doit être déterminé avec précision afin d’avoir une information sur le processus de conduction dans le dispositif à jonction.

Le facteur d’idéalité n d’une cellule solaire est définit par la relation suivante :

( )

−+++−

=

ShS

SShSShPHSh

S

RIVIRRIRIIR

LogKT

IRVqn

(III.36)


70

Nous savons que le facteur d’idéalité n prend une seule valeur pour chaque dispositif (pour chaque jonction), mais l’équation (III 36) donne le facteur d’idéalité n en fonction des deux variables I et V. la résolution de l’équation (III.32) donne l’un des deux variables en fonction de l’autre dans notre résolution nous donnons V en fonction I par l’équation suivante [14].

( )

−+++++=

t

phssh

t

sshtSshshs nu

IIIRnu

IRwnuIIphRIRRV exp)()(

(III.37)

-0,2 -0,1 0,0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6 0,7 0,8 0,9 1,0

-1,0x10-3

-5,0x10-4

0,0

5,0x10-4

1,0x10-3

1,5x10-3

2,0x10-3

n=4

I (A)

V(V)

n=1 n=1,4 n=2 n=3 n=4

n=1

Figure III.8 l’influence de facteur d’idéalité n sur la caractéristique I(V)

Nous utilisons l’équation (III.37) qui donne les variations de V en fonction I pour différentes valeurs de n. On remarque dans la figure III.8 que le facteur d’idéalité n a un effet très important sur la caractéristique courant-tension I-V.

Le courant I d’une cellule solaire est donné par la relation suivante : [17]

)(1

111VF

RRR

R

I

RR

I

RR

II

S

P

SP

Ph

P

S

S

P

S

Ph +

−

−−

+−

−= (III.38-a)

Avec

( ) TTSP

SPS uunRRRRIVB

WVF ])(

[)(−

−= (III-38-b)

( )

−

+−+=

TSP

SPSSPPhS

T unRRRRIRRIRV

unVExpVB )(

(III-38-c)


71

Généralement le facteur d’idéalité n ne dépasse pas 2, le schéma de la figure (III.9) présente l’influence de facteur d’idéalité n sur le courant I

On observe que la courbe de courant I en fonction de facteur d’idéalité n, a une variation linéaire dans l’intervalle 1< n < 2, par contre pour n > 2 cette dernière presque constante.

Figure III.9 la variation de courant I en fonction de facteur d’idéalité n

III.1.1 .2 Effet de La résistance série R

La valeur de R

s

s est gouvernée par la mobilité des porteurs de charges et dépend de

la résistivité de chaque constituant ainsi que de la résistance liée aux interfaces. Rs

La résistance série R

augmente aussi avec une longue distance de parcours des charges c'est-à-dire avec

l’épaisseur de matériau traversé. Une résistance en série trop élevée implique une

diminution de la valeur du courant de court circuit [18].

s

( ) ( )

++

+++−=nKT

IIIqRExp

TKnRqI

WqITKnIII

IR

IVR PHSShShS

PHSSh

S

d’une cellule solaire est définit par la relation suivante :

(III.39)

-0,5 0,0 0,5 1,0 1,5 2,0 2,5 3,0 3,5

1,187714286x10-4

1,187785714x10-4

1,187857143x10-4

1,187928571x10-4

1,188000000x10-4

1,188071429x10-4

1,188142857x10-4

Le co

uran

t(A)

Le facteur d'idéalité (n)


72

-0,2 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0

-0,0010

-0,0005

0,0000

0,0005

0,0010

0,0015

0,0020

I (A)

V (V)

Rs=130Ω Rs=200Ω Rs=10Ω Rs=60Ω Rs=150Ω

Figure III.10 l’influence de résistance série Rs

La figure (III.11) illustre la variation de courant I en fonction de la résistance série R


s

0 50 100 150 200-0,000835

-0,000834

-0,000833

-0,000832

-0,000831

-0,000830

-0,000829

-0,000828

-0,000827

Le co

uran

t(A)

La résistance série (Rs)

.

Figure III.11 la variation de courant I en fonction de résistance série Rs

III.1.1 .3 Effet de la résistance parallèle Rsh

La résistance shunt R

sh

La résistance parallèle R

est due à la recombinaison des porteurs de charges près des

sites de dissociations et permet de prendre en compte les courants de fuites au niveau

des électrodes. Une résistance de shunt trop faible implique une diminution de la

tension de circuit ouvert.

sh d’une cellule solaire est définit par la relation suivante :


73

( )ph

SS

SSh

InKT

IRVqExpII

IRVR

+

−

−+

−=

)1( (III.40)

-0,5 0,0 0,5 1,0 1,5 2,0

-0,0010

-0,0005

0,0000

0,0005

0,0010

0,0015

0,0020

I (

A)

V (V)

Rsh=1000Ω Rsh=10000Ω Rsh=20000ΩRsh= 30000ΩRsh= 50000Ω

Figure III.12 l’influence de résistance parallèle Rsh

L’influence de la résistance parallèle est comme l’influence de résistance série mais cette fois est pour les faibles polarisations.


la figure (III.13) illustre la variation de courant I en fonction de la résistance parallèle Rsh. Le courant I est constant pour Rsh

0 5000 10000 15000 20000

-0,012

-0,010

-0,008

-0,006

-0,004

-0,002

0,000

Le co

uran

t(A)

Larésistance paralèlle (Rsh)

>5000Ω.

Figure III.13 la variation de courant I en fonction de résistance parallèle R

sh


74

III.1.1 .4Effet de courant de saturation I

Le courant de saturation I

s

s

L’équation de courant de saturation I

c’est le courant de porteurs minoritaires qui l’emporte, ce courant est un courant de diffusion. Ce courant, généralement faible, reste constant sur la gamme de tensions inverse.

s

(III.41)

d’une cellule solaire est aussi déterminé en fonction de courant-tension I-V est donné par la relation suivante :

-0,2 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 1,4 1,6

-1,0x10-3

-5,0x10-4

0,0

5,0x10-4

1,0x10-3

1,5x10-3

2,0x10-3

I (A

)

Is=3*10-9A

Is=3*10-8A

Is=3*10-6A

Is=3*10-5A

Is=3*10-4A

V(V)

Figure III.14 l’influence courant de saturation Is

Dans la figure III.14représente les effets de courant de saturation I


s sur la caractéristique courant-tension I-V. cette variation est confirmée par la figure III.15. En effet le courant I varie linéairement avec le courant de saturation Is

.


75

0,00 0,05 0,10 0,15 0,20 0,25 0,30

0,00

0,05

0,10

0,15

0,20

0,25

0,30

0,35

Le co

uran

t (A)

Le courant de saturation (Is)

Figure III.15 la variation de courant I en fonction de courant de saturation Is

III.1.1.5 Effet de photocourant I

ph

Le photocourant produit un courant résultant de la dissociation des excitons, ce courant ne tient pas compte des recombinaisons des charges.

Le photocourant varie avec l’éclairement, il déterminé par rapport à des valeurs données aux conditions de référence.[19]

L’équation de photocourant d’une cellule solaire est aussi déterminée en fonction de courant-tension I-V et est donnée par la relation suivante :

(III.42)

Figure III.16 l’influence de photocourant Iph

-18 -16 -14 -12 -10 -8 -6 -4 -2 0 2

-0,0010

-0,0005

0,0000

0,0005

0,0010

0,0015

0,0020

I(A)

V(V)

Iph=4*10-5A Iph=2.33*10-5A Iph=8.29*10-5A Iph=8.29*10-6A Iph=8.29*10-7A



76

La figure III.16 représente la caractéristique courant-tension I-V en fonction de photocourant Iph varie entre (4*10-5A à 8.29*10-7A), on remarque la tension Vmax ne varie que très peu en fonction de photocourant contrairement au courant I, qui augmente fortement avec l’augmentation de photocourant Iph

Ce comportement est vérifié par la figure III.17, en effet nous remarquons clairement la dépendance de la courbe de courant I en fonction de photocourant I

.

ph, le courant I varie linéairement avec Iph

0,00 0,02 0,04 0,06 0,08

0,00

0,02

0,04

0,06

0,08

Le co

uran

t (A)

Le photocourant (Iph)

.

Figure III.17 la variation de courant I en fonction de photocourant I

IV. Résultat de simulation de modèle à une diode

ph .

Pour les cellules solaires comportant SnO2

-0,2 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0

-0,0010

-0,0005

0,0000

0,0005

0,0010

0,0015

0,0020

Expérimentale Simulation

I (A)

V (V)

Modèle à une diode

comme anode sous éclairement, les caractéristiques I-V sont illustrées dans les figures III.7 et III .18.

Figure III.18 résultat de simulation de modèle à une diode


77

On a varié les autres paramètres, tel que la résistance série Rs, la résistance parallèle Rsh, le courant de saturation Is

n=2

, et nous avons trouvé :

Rsh

R

=880000 Ω

s

I

=159 Ω,

s=1*10-7

I

A,

ph=8.29*10-4

La valeur n= 2, veut dire que on a un seule mécanisme de transport, or la réalité physique veut que, les deux mécanismes de transport coexistent, de plus la valeur de la résistance série est trop élevée d’où le choix du modèle de deux diodes.

A.

V. Modèle a deux diodes

Une cellule solaire organique est représenté par son schéma électrique équivalent

(Figure III.19) qui en plus deux diodes en parallèles se compose d’une source de

courant modélisent le flux lumineux, les pertes sont modélisé par deux résistances,

une résistance shunt Rsh, une résistance série Rs

[20,21].

Figure III.19Schéma équivalent de Modèle à deux diodes.

Le courant généré par le module est donné par la loi de Kirchhoff :

I = Iph – (Id1 + Id2) - Ish

Avec :

(III.43)

(III.44)

(III.45)


78

(III.46)

V.1.Effets de facteur d’idéalité n sur le modèle deux diodes

Dans ce paragraphe on étudie les effets des facteurs d’idéalités n1 etn2 sur la

caractéristique courant-tension I-V d’une cellule solaire organique de type

(TCO /Au/CuPc/C60/Alq3/Al).

Comme pour le premier modèle, l’expression de la tension V en fonction du

courant I est donnée par la relation suivante.

( )T

T

ShSSShSShSPhPhShS u

uRIIVA

WRIRIRIIRIRV ])(

[ 2121

+−−−−+=

(III-47)

Avec

][)( 21

T

ShSShSShShSh

uRIRIRIIR

ExpVA−−−

=

Après plusieurs tentatives de simulations représentées dans les figures III.20-III.23.

on a remarqué, que pour n1 =1, n2

= 1.4, la courbe fitée est plus proche de la courbe

expérimentale.

Figure III.20 Les effets de facteurs d’idéalité sur la caractéristique I-V (n1

-0,4 -0,2 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2

-0,0010

-0,0005

0,0000

0,0005

0,0010

0,0015

0,0020


I (A)

V(V)

=1, n2 = 1.9)


79

-0,4 -0,2 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0

-0,0010

-0,0005

0,0000

0,0005

0,0010

0,0015

0,0020

EXpérimentale Simulation

I (A)

V (V)


-0,2 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0

-0,0010

-0,0005

0,0000

0,0005

0,0010

0,0015

0,0020


I (A)

V (V)

=1, n2 = 1.2)


-0,4 -0,2 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2

-0,0010

-0,0005

0,0000

0,0005

0,0010

0,0015

0,0020

experimentale simulation

I (A)

V (V)

=1.4, n2 = 1)

Figure III.23Les effets de facteurs d’idéalité sur la caractéristique I-V (n1n2 = 1.7)

=2,


80

D’après l’étude de variation de facteur d’idéalité n sur la caractérisation courant –

tension I-V d’une cellule solaire organique de type (TCO/Au/CuPc/C60/Alq3/Al) a figures III.20-III.23, on a remarqué, pour n2=1et n1

V.2. Effet de La résistance série R

=1.4,la courbe de caractérisation courant-tension I-V, est plus proche de la courbe expérimentale. Figure III.22.

s

Dans le modèle à deux diodes nous remarquons aussi que la résistance serie R

dans le modèle à deux diodes

s

influe de la même façon sur la caractéristique courant-tension I-V pour le modèle à une diode. La résistance série Rs

agit sur la pente de la courbe de caractérisation courant-tension d’une cellule solaire.

Figure III.24 l’influence de résistance série Rs

L’étude des effets de la résistance série R

sur la caractéristique I(V) de modèle à deux diodes.

s

sur la caractéristique courant-tension dans le modèle à deux diodes est présenté dans la figure III.24. A partir de ce résultat on remarque Rs=60 Ω est confondu avec la courbe expérimentale.

-0,4 -0,2 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 1,4 1,6

-0,0010

-0,0005

0,0000

0,0005

0,0010

0,0015

0,0020

RS=130Ω RS=60ΩRs=1OOΩ Rs=200Ω

I (A)

V (V)


81

VI.3. Résultat de simulation de deux diodes en parallèles

Le résultat expérimental et la simulation du modèle à deux diodes sont représentés sur la figure (III.25). Nous remarquons un très bon accord entre la caractérisation expérimentale et celle simulé où le facteur d’idéalité n est de l’ordre (n2 = 1.4, n1

= 1.9) pour modèle à deux diodes.

Figure III.25 résultat de simulation de modèle à deux diodes

-0,2 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0

-0,0010

-0,0005

0,0000

0,0005

0,0010

0,0015

0,0020

ExpérimentaleSimulation

I(A)

V (V)

Modèle à deux diodes


82

VII. Comparaison entre le modèle à une diode et le modèle à deux diodes

Figure III.26 Comparaison entre deux modèles a gauche (modèle deux diodes) à droite modèle à une diode

La comparaison entre les deux modèles présenté précédemment et illustré dans la figure III.26, nous a permis de trouver des résultats proche des valeurs de la théorie ; le tableau III-1 regroupe les valeurs trouvé par les deux modèles.

Paramètres électriques

Facteur d’idéalité

(sans unite)

Résistance série (ohm)

Résistance shunt (ohm)

Courant de saturation(Ampère)

Photocourant (Ampère)


2 159 88.000 1*10-7 8.29*10 -4


n1n

= 1.9 2

60 = 1.4

20000 Is1=3*10-6 Is2=2.5*10-6

8.29*10

-4

Tableau III.1 Comparaison entre les deux modèles

-0,2 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0

-0,0010

-0,0005

0,0000

0,0005

0,0010

0,0015

0,0020

ExpérimentaleSimulation

I(A)

V (V)


-0,2 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0

-0,0010

-0,0005

0,0000

0,0005

0,0010

0,0015

0,0020


I (A)

V (V)



83

VIII.CONCLUSION

Le modèle à deux diodes de la caractéristique courant-tension I-V de la cellule solaire organique de type (TCO/Au/CuPc/C60/Alq3) est le modèle le plus adapté pour corriger le facteur d’idéalité n. Avec le modèle à une seule diode ou on a trouvé n=2 qui traduit un seul mécanisme de transport (le cas de génération), tandis que le deuxième modèle à deux diodes on a trouvé (n1=1.9, et n2

=1.4) réalise les deux mécanismes de transport à savoir la diffusion et la recombinaison.


84

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CONCLUSION GENERALE

86

CONCLUSION GENERALE

L‘objectif de ce travail de recherche, est d’étudier les effets des paramètres électriques sur la caractéristique I(V) des cellules solaires organiques de type (TCO /Au/CuPc/C60

A cet effet, nous avons utilisé des programmes de modélisations qui utilisent un logiciel de calcul « Mathematica 5 », comme un outil de simulation.

/Alq3). Deux modèles ont été utilisés pour faire la simulation.

La mesure de la caractéristique courant-tension de notre cellule, permet de voir l’influence des paramètres électriques sur la courbe I(V), et voir aussi la technique de correction de facteur d’idéalité n.

Le premier modèle utilisé se compose d’une seule diode en série avec une résistance Rs et en parallèle avec une résistance parallèle Rsh. Avec ce modèle on arrive à des valeurs de résistance série environ 159Ω et du facteur d’idéalité égale à 2. Ces valeurs seront corrigées avec le deuxième modèle qui propose une deuxième diode en parallèle avec la première. En effet avec cette dernière simulation on arrive à des valeurs satisfaisantes de Rs

En perspective on propose des mesures C(V) pour déterminer d’autres paramètres électriques qui nous permettront de mieux comprendre le phénomène de conduction des cellules solaires organiques.

et n.

Résumé

Dans ce travail on présente la modélisation électrique des couches organiques d’une cellule solaire de type (TCO/Au/CuPc/C60/Alq3/Al), on utilise le programme de Mathematica 5, pour simuler les deux modèles (une diode et deux diodes en parallèle). Les résultats obtenus seront confrontés avec des données expérimentales la caractérisation électrique I(V) a donné des paramètres tel que le facteur d’idéalité n, la résistance parallèle Rsh, la résistance série Rs, le photocourant Iph, le courant de saturation Is. Notre travail consiste à étudier l’effet de chaque paramètre de manière indépendant sur la caractéristique courant-tension I(V) du notre cellule solaire organique vu que l’étude initiale et d’extraire ces paramètres à partir des données I(V) expérimentaux, et corriger la valeur de facteur d’idéalité n puis faire une comparaison entre les deux modèles.

Cette thèse est intitulée « Modélisation et caractérisation électrique des semiconducteurs organiques », ce travail sera composé de 3 chapitres. Le premier chapitre est consacré aux propriétés et aux caractéristiques des semiconducteurs organiques, en donnant un panorama sur les cellules solaires photovoltaïques, cette partie essaie de faire le point sur le domaine du photovoltaïque organique.

Le deuxième chapitre se compose de deux parties. La première partie introduit les méthodes de fabrication des couches minces, dans la deuxième partie nous décrivons les différentes méthodes de caractérisation structurales, optiques, électriques.

Enfin dans le chapitre trois, c’est la partie la plus importante de notre travail, on détaillera la caractéristiques I-V des cellules solaires de type (TCO /Au/CuPc/C60

Nous terminons par une conclusion qui résume le résultat de deux modèles de circuit équivalent d’une cellule solaire organique.

/Alq3), on modélisera les courants pour les différents paramètres physiques telle que les résistances série et parallèle, le facteur d’idéalité et les courants de saturation, par deux modèles de circuits électriques équivalents, à une diode et à deux diodes.

Mots clé : Cellule solaire organique, Caractérisation électrique I(V), paramètres électriques. Modèle à une diode, modèle à deux diodes.

Résumé

Dans ce travail on présente la modélisation électrique des couches organiquesd’une cellule solaire de type (TCO/Au/CuPc/C60/Alq3/Al), on utilise le programmede Mathematica 5, pour simuler les deux modèles (une diode et deux diodes enparallèle). Les résultats obtenus seront confrontés avec des données expérimentales lacaractérisation électrique I(V) a donné des paramètres tel que le facteur d’idéalité n, larésistance parallèle Rsh, la résistance série Rs, le photocourant Iph, le courant desaturation Is. Notre travail consiste à étudier l’effet de chaque paramètre de manièreindépendant sur la caractéristique courant-tension I(V) du notre cellule solaireorganique vu que l’étude initiale et d’extraire ces paramètres à partir des données I(V)expérimentaux, et corriger la valeur de facteur d’idéalité n puis faire une comparaisonentre les deux modèles.

Cette thèse est intitulée « Modélisation et caractérisation électrique dessemiconducteurs organiques », ce travail sera composé de 3 chapitres. Le premierchapitre est consacré aux propriétés et aux caractéristiques des semiconducteursorganiques, en donnant un panorama sur les cellules solaires photovoltaïques, cettepartie essaie de faire le point sur le domaine du photovoltaïque organique.

Le deuxième chapitre se compose de deux parties. La première partie introduitles méthodes de fabrication des couches minces, dans la deuxième partie nousdécrivons les différentes méthodes de caractérisation structurales, optiques,électriques.

Enfin dans le chapitre trois, c’est la partie la plus importante de notre travail,

on détaillera la caractéristiques I-V des cellules solaires de type

(TCO /Au/CuPc/C60/Alq3), on modélisera les courants pour les différents

paramètres physiques telle que les résistances série et parallèle, le facteur

d’idéalité et les courants de saturation, par deux modèles de circuits électriques

équivalents, à une diode et à deux diodes.

Nous terminons par une conclusion qui résume le résultat de deux modèles de

circuit équivalent d’une cellule solaire organique.

Mots clé :

Cellule solaire organique; Caractérisation électrique I(V); Paramètres électriques;Facteur d’idéalité n; Résistance série Rs; Résistance parallèle Rsh; Courant desaturation Is; Photocourant Iph; Modèle à une diode; Modèle à deux diodes.

intitulé modélisation et caractérisation électrique …intitulé modélisation et...

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