Страница 11 из 46
Уровень Ферми, определяющий равновесие между дырками и электронами, во всем материале должен быть одинаковым. Это условие обеспечивается двойным заряженным слоем в области р-n-перехода, получившим название слоя объемного заряда, и сопровождающим его электростатическим потенциалом (рис. 2.5).
Рис. 2.5. Структура энергетических зон полупроводника в области неосвещенного р-п-перехода (а) и распределение электростатического потенциала (б)
2l — ширина области объемного заряда р-n-перехода; UE— равновесный электростатичеиский потенциал на границе п- и p-областей; Eg — ширина запрещенной зоны; штриховая линия — равновесное положение уровня Ферми
Высота потенциального барьера р-n-перехода равна разности положений дна зон проводимости материалов п- и р-типов.
Следует отметить, что положение уровня Ферми и, следовательно, высота потенциального барьера зависят от температуры и концентрации примесей в полупроводниковом материале по обе стороны p-n-перехода, что, с одной стороны, открывает широкие возможности по направленному изменению свойств р-n-переходов, а с другой — определяет достаточно сильную зависимость его оптических и фотоэлектрических свойств от температуры.
Оптическое излучение, падающее на поверхность полупроводниковой структуры с p-n-переходом, создает (в основном вблизи поверхности) пары электрон-дырка, причем концентрация пар постепенно спадает от поверхности в глубь полупроводника по направлению к p-n-переходу. В том случае, когда расстояние от поверхности до p-n-перехода меньше глубины проникновения света 1/α, пары электрон — дырка создаются за p-n-переходом. Если переход отстоит от места возникновения пар на расстоянии, меньшем диффузионной длины, то они вследствие диффузии пойдут к p-n-переходу и разделятся под действием его поля. Электроны перейдут в электронную, а дырки — в дырочную часть перехода. На внешних металлических электродах, соединенных с р- и n-областями полупроводника, появится разность потенциалов, которая вызовет ток через нагрузочное сопротивление.
Диффундирующие к p-n-переходу неосновные избыточные носители тока будут разделяться благодаря наличию потенциального барьера. Скопление избыточных (разделенных переходом) электронов в n-области и дырок в p-области фотопреобразователя приводит к компенсации объемного заряда, сосредоточенного у p-n-перехода, т. е. к созданию электрического поля, противоположного по направлению к существующему.
Таким образом, одновременно с появлением разности потенциалов на внешних электродах вследствие освещения происходит изменение и потенциального барьера, существовавшего в неосвещенном p-n-переходе. Возникающая фото-ЭДС уменьшает этот барьер, что, в свою очередь, приведет к возникновению встречных потоков (дополнительно к существовавшим при равновесии) электронов из электронной и дырок из дырочной частей. Эти потоки практически равноценны току в прямом направлении, возникающему под действием приложенного к p-n-переходу электрического напряжения.
Таким образом, с момента начала освещения по мере накопления избыточной (по сравнению с равновесной) концентрации электронов в электронной части p-n-перехода и дырок в дырочной происходит уменьшение высоты барьера, или электростатического потенциала (см. рис. 2.5), что вызывает увеличение тока во внешней нагрузке и возрастание плотности встречных потоков электронов и дырок через p-n-переход.
Когда число создаваемых светом избыточных пар сравняется с числом пар, уходящих через p-n-переход или во внешнюю нагрузку, установится стационарное состояние. Как правило, это происходит через тысячные доли секунды после начала освещения.
Измерение тока короткого замыкания солнечного элемента одновременно с исследованием спектрального состава и плотности падающего оптического излучения позволяет получить представление об эффективности каждой из стадий процесса преобразования излучения в электрическую энергию, происходящего внутри элемента.
Прежде всего, конечно, полезно условиться о том, по отношению к какому — падающему или поглощенному — потоку излучения производится оценка рассматриваемых процессов. В пределах линейной зависимости тока короткого замыкания солнечного элемента от плотности потока излучения справедливо соотношение
Iκ 32(λ) =Iκ 31(λ)/(1-r(λ)),
где Iκ 32(λ), Iκ 31(λ) — ток короткого замыкания солнечного элемента при заданной интенсивности соответственно поглощенного и падающего излучений; r(λ) — коэффициент однократного отражения. Все три величины отнесены здесь к одной и той же определенной длине волны.
Для нахождения r(λ) необходимо знать п и k, а в области основной полосы поглощения, где к мало, достаточно иметь лишь данные о показателе преломления п.
Для сравнения малоизученных полупроводников, когда известно только значение ширины запрещенной зоны Eg и оптические константы еще не определены, можно воспользоваться для вычисления п эмпирическим правилом Мосса: Egn4=173.
Весьма полезна для анализа и оценки качества солнечного элемента такая характеристика, как спектральная зависимость тока короткого замыкания элемента, рассчитанная на один квант поглощенного света. Эту величину обычно называют эффективным квантовым выходом солнечного элемента Qэф. Если N0 — число квантов, падающих на единицу поверхности полупроводника, то
Qэф=Iκ 32/N0
где Iκ 32 измеряется в электронах в секунду, a Qэф выражается в электронах на квант (фотон).
Эффективный квантовый выход элемента зависит от двух параметров:
Qэф=βγ,
где β — квантовый выход внутреннего фотоэффекта, определяемый числом пар электрон — дырка, создаваемых внутри полупроводника каждым поглощенным квантом за счет процесса фотоионизации; γ — эффективность собирания носителей (или, иначе, коэффициент разделения носителей) потенциальным барьером p-n-перехода, показывающая, какая часть из общего числа пар, созданных оптическим излучением, участвует в формировании тока короткого замыкания солнечного элемента при подключении внешнего регистрирующего прибора.
Принято считать квантовый выход фотоэффекта равным единице, если каждый поглощенный квант создает одну пару электрон — дырка.
Квантовый выход внутреннего фотоэффекта для кремния был изучен с помощью прецизионной установки, позволявшей одновременно измерять ток короткого замыкания полупроводниковых кристаллов с p-n-переходом и суммарное (диффузное+зеркальное) отражение от их поверхности. Спектр падающего на кристалл оптического излучения изучался с помощью зеркального монохроматора, для создания заданной температуры кристалла применялись криостат и электрическая печь, а для определения энергии квантов — калиброванный термостолбик. Отраженное от поверхности кристаллов излучение в видимой и ультрафиолетовой областях спектра (до длины волны 0,25 мкм) регистрировалось пластинкой с люминофором и установленным за ней фотоумножителем.
Квантовый выход внутреннего фотоэффекта при этом рассчитывался по формуле
β=Iκ 31/ (1-r) qN0γ,
где q — заряд электрона, поскольку Iκ 31 выражен в энергетических единицах.
Эти измерения были выполнены на кристаллах с р-n-переходом, в которых фотоэлектрический эффект обнаруживается сразу — по генерируемому в цепи току без приложения внешнего напряжения. Обеспечивались условия, когда эффективность собирания носителей γ=l (или по крайней мере сохраняет постоянное значение во всем использованном диапазоне спектра), чтобы при расчете можно было пользоваться приведенной выше формулой. В связи с этим для экспериментов выбирались кристаллы с большой диффузионной длиной неосновных носителей заряда в верхнем легированном слое Lπ. Глубина залегания p-n-перехода lлбыла небольшой, и соблюдалось условие Lπ>lπ. К тому же эксперименты проводились только в видимой и ультрафиолетовой областях спектра.