Солнечные элементы, которые могут генерировать электрический ток при освещении их обеих сторон, полезны как в космических,. так и в наземных условиях, поскольку применение таких элементов улучшает удельные характеристики и эксплуатационные возмож­ности полупроводниковых фотопреобразователей оптического излу­чения в электрическую энергию. В космосе солнечная батарея из элементов с двусторонней чувствительностью позволяет (для низко­летящих спутников) использовать не только прямое, но и отражен­ное от Земли солнечное излучение [143], что может заметно повы­сить получаемую на борту космического аппарата электрическую мощность, поскольку на отдельных участках орбиты альбедо Земли составляет 0,8—0,9 (при сплошном облачном покрове). При назем­ном применении таких солнечных батарей полезно устанавливать за

ними дополнительные отражатели, направляющие излучение к тыль­ной поверхности элементов с двусторонней чувствительностью, или укреплять батареи на высоких фермах, чтобы отраженное от снега или песка солнечное излучение попадало на обычно неосвещенную тыльную поверхность.

Впервые конструкция двустороннего солнечного элемента была предложена, вероятно, в работе [144]. На тыльной поверхности кремниевых солнечных элементов, так же как и с верхней стороны, после термодиффузии фосфора в базовые пластины легированного бором кремния p-типа была оставлена легированная область п-типа. Токосъемные контакты как к верхнему, так и к нижнему «-слою изготавливались в виде сетки, а контакт к базовому слою р-типа представлял собой узкую полосу вдоль одной из длинных сторон элемента. Этого было явно недостаточно для уменьшения значитель­ного сопротивления растекания протекающего тока, которое в слу­чае двусторонней конструкции (с р—^-переходом на обеих сторонах элемента) появляется не только в легированных областях солнечных элементов, но и в базовой. В связи с этим, вполне естественно, что удалось получить увеличение электрической мощности, снимаемой с единицы площади освещаемого с двух сторон двустороннего сол­нечного элемента (по сравнению с элементом обычной конструкции) в 1,2—1,3 раза только в случае, когда базовая область имела удель­ное сопротивление р=0,1-ь0,2 Ом*см и малое сопротивление расте­кания тока [144]. Двусторонние элементы такой конструкции на основе базовых пластин кремния с удельным сопротивлением р=0,5-И,0 Ом см при всех условиях освещения оказывались хуже обычных солнечных элементов с р-п-переходом на одной сторо­не [144].

Для солнечных элементов прозрачной конструкции проблема уменьшения сопротивления растекания в базовом слое была реше­на, как уже отмечалось в 2.4, путем создания тонкого сетчатого контакта с оптимизированными размерами [23, 111]. Подобный же прием был использован в теоретической работе [145] применитель­но к двусторонним кремниевым солнечным элементам с р—п-пере — ходами с обеих сторон элемента. Конструкция двусторонних элемен­тов, их эквивалентная электрическая схема, форма и расположение оптимальных токосъемных контактов к ним, предложенные в ра — боте [145], представлены на рис. 2.13. Применение гребенчатого контакта не только к сильнолегированным верхним и тыльным сло­ям, но и к базовому слою должно было, несомненно, положительно сказаться на характеристиках двусторонних элементов, что и под­твердилось в ходе дальнейших расчетов. Результаты расчетов коэф­фициента собирания односторонних и двусторонних солнечных эле­ментов при различной толщине базового слоя U [145] позволили затем рассчитать зависимость тока короткого замыкания /кз’ (в % от /к з односторонних элементов обычной конструкции с £б=400 мкм) двусторонних солнечных элементов во внеатмосферных условиях от

Л

1^2

J7 ?>?п?^чм>і;)>Л7}ЯШХ£т2221ШЛШ^ЛШ

#/М И! t

Я

а — на верхней и тыльной поверхностях;’ б — только на верхней; в — вид конструкции б сверху

1 — верхний токосъемный контакт

к п+-слою;

2 — легированный п+-слой глубиной

0,5 мкм;

а — базовый слой р-типа;

4,2 — контакты к базовому слою р-типа; "

5 — тыльный контакт к п-слою;

6 — слой p-типа глубиной 20 мкм,

полученный глубокой диффузией;

7 — базовый слой n-типа (толщина

200 мкм);

8 — просветляющее покрытие;

Л — солнечное излучение

Двусторонние элементы практически при всех значениях толщи*- ны базового слоя имеют преимущество перед односторонними эле­ментами, причем при оптимальной толщине 20—100 мкм (для базо­вого слоя с р=10 Ом-см) прирост /к, (а следовательно, и выходной мощности при высоком значении коэффициента заполнения вольг — амперной характеристики) превышает 50% по отношению к /к» односторонней конструкции с толщиной базового слоя 400 мкм.

Двусторонние солнечные элементы были затем изготовлены в раз-
жых странах н результаты измерения их оптических и электрических характеристик качественно подтвердили расчетные данные рабо­ты [145].

Получение контактной сетки для токосъема у двусторонних солнечных элементов с двумя р—я-переходами требует применения техники двойной фотолитографии с совмещением промежуточных шаблонов, что заметно усложняет технологию изготовления солнеч­ных элементов. К тому же увеличение площади, занимаемой р—п~ переходом, повышает значение обратного тока насыщения и сни­жает шунтирующее сопротивление солнечных элементов с двумя р—^-переходами по сравнению с элементами обычной конструкции с одним р—и-переходом.

Было предложено создавать двусторонние солнечные элементы, совмещая элементы, прозрачные в инфракрасной области спектра, с элементами с изотипным переходом у тыльной поверхности п+-р—р+- или р+-р—п+-структуры (рис. 2.14) [5, 146, 147]. При уменьшении толщины базового слоя (или увеличении диффузион­ной длины неосновных носителей заряда за счет использования бо­лее высокоомного кремния) такие двусторонние элементы столь же эффективно преобразуют свет, падающий сзади, как и элементы со вторым р—гг-переходом у тыльной поверхности. Расчетные и экспе­риментальные характеристики новой модели двусторонних солнеч­ных элементов, приведенные на рис. 2.15 и 2.16, получены при различны* значениях скорости поверхностной рекомбинации (S, и JSa) и коэффициента диффузии дырок и электронов (Д> и /)л) в ба­зовом и легированном слоях [146, 147].

Введение изотипного перехода в конструкцию прозрачных сол­нечных элементов позволяет резко снизить скорость поверхностной рекомбинации S на тыльной поверхности и увеличить коэффициент собирания неосновных носителей заряда (при L/l> 1) двусторонних солнечных элементов, освещаемых сзади, до значений, характерных для этого коэффициента при освещении солнечных элементов с верх­ней лицевой поверхности.

В отличие от элементов двусторонней конструкции с двумя р-п — переходамп в двусторонних элементах с изотипным переходом не наблюдается увеличения обратного тока насыщения при освещении люлько верхней лицевой поверхности солнечных элементов. В то же время нанесение токосъемных контактов на обе поверхности может проводиться одновременно при использовании однократного фото — литографического процесса (одновременная засветка с двух сторон).

Изготовление двусторонних солнечных элементов не сложнее про­изводства солнечных элементов и батарей, прошедших проверку при многолетней эксплуатации в космосе [142]. Изотипный барьер под «сетчатым тыльным контактом можно создать ионным подлегирова­нием бором с последующим термическим отжигом [146] или нане­сенном методом химической пульверизации прозрачной токопрово­дящей пленки Sn02 (образование изотипного перехода происходило

Рис. 2.14. Конструкция прозрачного двусто­роннего солнечного элемента с л+— р— р+- или р+—р—л+-структурой

1—3 — слои п+-, р-, р+-типа в случае п+—р—р+-структуры и слои р+~, р-, п+-типа в случае р+—р—«^-структуры соответственно; 4 — токосъемные контакты; 5 — просветляющие и защитные покрытия, А — солнечное излуче­ние; Б —2 его инфракрасная составляющая, про­ходящая сквозь элемент

1 — Sn/Dn=0, Ln—450 мкм, їб=300 мкм; 2 — Sn/Dn = 105 см-1, Ln=i00 мкм, 1=250 мкм:

Рис. 2.16. Вольт-амперные характеристики прозрачного двустороннего солнеч­ного элемента с п^—р—р*-структурой (параметры структуры указаны в под*- писи к рис. 2.15.), измеренные под имитатором внеатмосферного Солнца а плотностью потока излучения Е при температуре 25° С

1 — освещение только тыльной стороны (Е=1360 Вт/м2); 2 — освещение только верхней1 стороны (-Б =1360 Вт/м2), 3 — одновременное освещение лицевой (£7=1360 Вт/м2> и тыльной сторон элемента (Е=420 Вт/м2) при этом, вероятно, за счет влияния встроенного электрического за­ряда) [147].

Для увеличения эффективности двусторонних солнечных элемен­тов с изотипным тыльным переходом желательно использовать при создании базового слоя более высокоомный, чем обычно, материал [146, 147], например перейти от монокристаллического кремния с р=0,5-М,5 Ом*см к кремнию с р=7,5-Н0 Ом*см (или уменьшить толщину базового слоя), что ясно, в частности, из результатов расче­тов, выполненных в работах [5, 146]. Определение диффузионной длины неосновных носителей заряда в базовом слое таких солнеч­ных элементов имеет ряд особенностей [92].

Эксперименты показали, что при освещении с тыльной стороны солнечных элементов обычцой прозрачной конструкции (см. рис. 2.12) прирост тока и выходной мощности будет составлять не более 0,1—0,2 от исходных значений (это, кстати, подтвердилось в первые часы полета «Венеры-9 и -10») и основное преимущество прозрачных элементов обычной конструкции состоит в уменьшении рабочей температуры солнечных батарей [142]. При расчете тепло­вого режима двусторонних солнечных элементов в космических и наземных условиях удобно применять номограммы и табличные данные, приведенные в работе [148].

Для низколетящих спутников Земли использование двусторон — них солнечных элементов с изотипными переходами у тыльной сто­роны представляет собой значительный резерв мощности [143]. В эксперименте плотность потока солнечного излучения, падавшего на двусторонние элементы с тыльной стороны, составляла 0,3 от плотности потока излучения с верхней лицевой стороны в связи с тем, что среднее альбедо Земли близко к этому значению. Следо­вательно, результаты проведенных измерений позволяют оценить возможный прирост мощности солнечных батарей, выполненных из двусторонних элементов с изотипным переходом у тыльной поверх­ности, при установке их на низколетящих спутниках Земли (высота орбиты 200—400 км). Эти результаты были качественно подтверж — дены затем прямым космическим экспериментом [149]. Среднее. альбедо Земли во время этого полета составляло 0,25, а ток двусто­ронних солнечных батарей был в среднем на 17—18% (а за первые десять витков на 15±2%) больше, чем у односторонних солнечных батарей обычной конструкции.

В заключение следует отметить, что в отличие от солнечных эле­ментов обычной конструкции (см. гл. 1) ток, КПД и выходная мощность двусторонних солнечных элементов обеих конструкций (со вторым р—«-переходом или изотипным барьером у тыльной по­верхности) увеличивается при уменьшении толщины базового слоя до 35—50 мкм, что делает перспективным применение этих элементов во всех случаях, когда требуется улучшить удельные характеристи­ки солнечных батарей, например отношение мощности к весу.

Принципиальная возможность создания таких солнечных элементов обеспечивается прозрачностью любого чистого высокоомного полупро­водникового материала за краем основной полосы поглощения (см. рис. 1.1). Однако если базовый слой солнечных элементов выпол­няется из сравнительно чистого материала с малым содержанием легирующих примесей, то верхний слой для уменьшения сопротив­ления растекания тока носителей заряда, разделенных р-п-перехо­дом, легируется практически до концентрации, соответствующей пределу растворимости донорной или акцепторной примеси в данном полупроводниковом материале. Естественно, что такой высоколеги­рованный слой будет сильно поглощать и отражать длинноволновое излучение (см. рис. 1.2 и 1.3).

Низкое значение времени жизни и диффузионной длины неос­новных носителей заряда в легированном слое приводит к необхо­димости-уменынени я толщины этого слоя до значений в диапазоне

0,15—0,5 мкм (см. гл. 1). Поглощение инфракрасной области сол­нечного излучения (Я от 1,1 до 2,5 мкм) элементом с легированным слоем такой толщины не превышает 1—3% [23, 111]. Таким обра­зом, тенденция к уменьшению глубины залегания р—п-перехода, характерная для современных солнечных элементов, позволила устранить одно из главных препятствий на пути создания элемен­та, прозрачного в длинноволновой области спектра.

Два других препятствия — поглощение излучения в сплошном тыльном контакте и высокое отражение от тыльной поверхности элемента — были преодолены путем замены сплошного тыльного контакта на сетчатый и нанесения просветляющего покрытия с оп­тической толщиной 0,3—0,4 мкм [23, 109]. Расчет показал, что при сетчатом тыльном контакте определенной конфигурации можно со­хранить последовательное сопротивление и коэффициент заполнения нагрузочной вольт-амперной характеристики прозрачного кремние­вого солнечного элемента практически на уровне элемента обычной конструкции со сплошным тыльным контактом [110, 111]. Подобные же результаты были получены для солнечных элементов из арсе­нида галлия [23, 108].

Прозрачные солнечные элементы из кремния и арсенида галлия были использованы для создания первых реальных моделей каскад­ных солнечных элементов [108]. Равновесная рабочая температура у прозрачных солнечных элементов из кремния в космосе значи­тельно ниже, чем у обычных [23], вследствие того что интеграль­ный коэффициент поглощения солнечной радиации составляет, как показали данные прямых измерений этой величины в космических условиях, не 0,92—0,93 (значения, характерные для элемента обыч­ной конструкции со сплошным тыльным контактом из плохоотра- жающего металла), а 0,72—0,73 [110].

Солнечные элементы с тыльным сетчатым контактом, прозрачные в инфракрасной области спектра начиная от длины волны 1,1 мкм, были получены в СССР из кремния и арсенида галлия [23, 108—111] и на основе тонкопленочных структур Cu2S—CdS во Франции [138]. Как показали расчеты для геостационарной орбиты [138], у таких солнечных элементов в космосе температура должна понизиться на 10° С, а выходная мощность возрасти на 8—9%.

Нефотоактивное длинноволновое инфракрасное излучение может быть не только пропущено сквозь прозрачный солнечный элемент, но и отражено от его тыльной поверхности к источнику излучения. Для этого на тыльную поверхность прозрачных солнечных элемен­тов, свободную от токосъемного омического контакта, должен быть нанесен слой высокоотражающего металла, например алюминия, меди, серебра.

Отражающий слой может быть получен испарением в глубоком вакууме обычной трехслойной структуры титан—палладий —серебро непосредственно на поверхность кремния, свободную от контактных полос, или создан одновременно с алюминиевым контактом. Однако

2.4. СЭ. прозрачные в длинноволновой области спекіра

необходимое для получения хорошего омического контакта впекание алюминия при высоких температурах приводит к уменьшению коэф­фициента отражения таким слоем инфракрасного излучения.

Спектральный коэффициент отражения нескольких изученных в работе [139] высокоэффективных солнечных элементов с тыльным контактом из алюминия представлен на рис. 2.10. Два элемента (1 и 2) имели полированные тыльную и внешнюю поверхности, а элемент 3 — неотражающую черную внешнюю поверхность, полу­ченную селективным травлением с образованием часто расположен­ных пирамндообразных выступов. На поверхность всех трех эле­ментов было нанесено различной толщины просветляющее покрытие из нятиокиси тантала. Отражающий омический контакт из впечен­ного алюминия позволяет увеличить отражение от солнечных эле­ментов в длинноволновой области за краем основной полосы погло­щения при X от 1,1 до 2,5 мкм лишь до 40%.

При тыльном контакте из трехслойной композиции титан—пал­ладий—серебро отражение в этой области составляет не более 20—30% [139], но может быть несколько увеличено путем умень­шения толщины пленки титана [140]. Солнечные элементы с чер­ной неотражающей поверхностью практически полностью поглоща­ют не только излучение от 0,4 до 1,1 мкм (область спектральной чувствительности элементов), но и инфракрасное излучение за краем основной полосы поглощения. На их основе прозрачные элементы не могут быть созданы [23].

Значительно выгоднее использовать для увеличения отражения в нефотоактивной области спектра слой высокоотражающего метал­ла, нанесенный на поверхность кремния между полосами сетчатого контакта на тыльной стороне. В этом случае можно ограничиться сравнительно небольшим (до температуры 150—200° С) подогревом поверхности кремния для увеличения адгезии слоев и сохранить отражение в инфракрасной области от границы кремний—металл на достаточно высоком уровне [109]. Спектральный коэффициент отра­жения внешней полированной поверхности кремниевых солнечных элементов с трехслойным покрытием (просветляющая пленка из сернистого цинка + клеющий слой кремнийорганического каучука + + радиационно-защитная стеклопленка [23]) и различными отра­жающими слоями (из меди, алюминия, серебра, никеля, титана) на тыльной поверхности элементов, свободной от контактных полос* несмотря на наличие селективных полос поглощения излучения кремнийорганическим каучуком, в области спектра от 1,1 до 1,5 мкм достигает 75—95% (рис. 2.11).

К столь же высоким значениям коэффициента отражения при­водит решение аналогичной задачи другим простым и технологичным способом: приклейкой кремнийорганическим каучуком (к тыльной поверхности прозрачных солнечных элементов) стеклопленок с пред­варительно нанесенным на их поверхность слоем алюминия или се­ребра [141]. При этом к внешней поверхности элементов или груп-

1, 2 — полированная; 3 — черная неотражающая, полученная селективным травлением

1 — никель и титан, 2 — алюминий; 3 — медь; 4 — серебро

а, б — с просветляющим и

отражающим покрытием на тыльной поверхности соответственно, в — вид модуля сверху,

1 — токосъемные контакты и межэлементные соединения;

2 — прозрачный кремнийорганический каучук,

3 — радиационно-защитная стеклопленка;

4 — сетка из алюминиевых или серебряных отражающих полос над верхними токосъемными контактами и соединениями,

5 — отражающее покрытие на тыльной стеклопленке,

6 — просветляющее покрытие,

7 — солнечные элементы,

А — солнечное излучение,

Б — инфракрасное излучение

солнечного спектра с А,>1,1 мкм или с А,>0,9 мкм в случае солнечных элементов из кремния или арсенида галлия соответственно

иы — модуля из таких элементов — может быть приклеено стекла с нанесенной на его поверхность (обращенную к элементу) сеткой из отражающего металла в местах, расположенных над токосъем­ными контактами к самим солнечным элементам или над электри­ческими соединениями между ними. Изменяя ширину полос отра­жающей сетки, можно регулировать температуру таких элементов при увеличении или уменьшении потока солнечного излучения. Кон­струкция модуля с параллельно соединенными кремниевыми сол­нечными элементами, прозрачными в области инфракрасного сол­нечного излучения, с защитными стеклами на обеих сторонах и сеткой из отражающих металлических слоев на внутренней поверх­ности схематически показана на рис. 2.12. Солнечные батареи из — модулей подобной конструкции обладают в космосе более низкой равновесной рабочей температурой (на 25—35° С) и повышенной термостойкостью, что было экспериментально подтверждено в ходе — длительной эксплуатации в космических условиях на борту совет­ских межпланетных автоматических станций «Венера-9» и «Вене­ра-10» [142].

Следует отметить, что оптические характеристики прозрачных Солнечных элементов из различных полупроводниковых материалов с отражающими слоями на тыльной стороне весьма близки к опти­ческим характеристикам дихроических светоделительных зеркал [143], что делает весьма перспективным применение таких солнеч­ных элементов для создания высокоэффективных фотоэлектрических систем со спектральным разделением солнечного излучения и после­дующим преобразованием его в электроэнергию элементами с раз­личной спектральной чувствительностью. Прозрачные солнечные эле­менты могут при этом выполнять одновременно две функции: ак­тивно преобразующего элемента системы и светоделительнога зеркала.

Резко увеличить коротковолновую спектральную чувствительность кремниевых солнечных элементов можно, используя пассивирующую лленку, например, двуокиси или нитрида кремния. Пленка содер­жит встроенный электрический заряд и вместе с тонким легирован­ным слоем кремния, как и у солнечных элементов с тянущим полем л легированной области (см. 2.1), будет образовывать двухслойную структуру п+—п или р+—р, позволяющую приблизить тянущее электростатическое поле к поверхности, уменьшить эффективную скорость поверхностной рекомбинации и улучшить собирание избы­точных носителей заряда, созданных коротковолновым излучением, логлощенным вблизи поверхности солнечного элемента.

Подобная структура п+—гг-типа была осуществлена на низко — омных кремниевых монокристаллических подложках с удельным сопротивлением 0,1—0,3 Ом-см путем бомбардировки ионами фос­фора с энергией 10 кэВ и плотностью пучка ионов от 2,5-1012 до 2,5-1015 см~2 [126]. После бомбардировки проводился термический отжиг пластин в течение 30 мин при 850° С в атмосфере водяного пара и кислорода для электрической активации внедренной в крем­ний примеси фосфора. Одновременно на поверхности вырастала пленка двуокиси кремния толщиной 2000 А и происходило ее леги­рование фосфором и бором из подложки. Для уплотнения пленки двуокиси кремния осуществлялся еще один термический отжиг в су — jxom кислороде в течение одного часа при 700° С (показатель пре­ломления пленки при этом повышался до 1,48). Для восстановления времени жизни неосновных носителей в базовых слоях (подложках) лосле двух высокотемпературных отжигов образцы выдерживались при 550° С в течение двух часов. Медленным травлением толщина лшенки двуокиси кремния доводилась до значения 1000 А, оптималь­ного для просветления поверхности. Методом фотолитографии в пленке вытравливались окна для контактных полос из обычной трехслойной композиции: титан—палладий—серебро.

Распределение примесей фосфора и бора в легированной пленке Si02 и в верхнем слое кремния (рис. 2.5) было получено с помощью летода спектроскопии вторичных ионов. Мелкозалегающий р—п — дереход располагается на глубине 0,35 мкм.

Распределение примеси, как и при контролируемой диффузии — через анодную окисную пленку, имеет двухступенчатый профиль (с небольшим скачком концентрации примеси на границе раздела Si02—Si) (рис. 2.5). Следовательно, в этом случае также образуется тянущее электростатическое поле повышенной эффективности, что додтверждается высоким коэффициентом собирания в коротковол­новой области спектра у полученных солнечных элементов (рис. 2.6). .Длинноволновая чувствительность солнечных элементов, сделанных из образцов низкоомного кремния, изготовленных методом бести-

‘Рис. 2.5. Распределение концентрации А^см Ьпримеси по толщине поверхностной ^леїированной пленки двуокиси кремния F /sio2 и верхнего легированного слоя /О г кремния Isi в солнечных элементах с fp—тг-переходом, полученным методом I бомбардировки ионами фосфора с по­следующим термическим отжигом

г — фосфор,

2 — бор

Рис. 2.6. Спектральная зависимость коэффициента собирания кремниевых солнечных элементов, полученных ме — /и тодом бомбардировки ионами фосфора пластин кремния (І, 2 — бестигельная зонная плавка, 3 — метод Чохральско — го) с разным удельным сопротивлением

1 — 0,3 Ом*см; ^

2,3 — 0,1 Ом см

гельной зонной плавки (рис. 2.6, кривые 1 и 2), достаточно высока. У элементов же из низкоомного кремния, выращенного по методу Чохральского, использованные температурные обработки оказались не оптимальными, время жизни и диффузионная длина неосновных носителей в базовом слое готовых элементов — малыми и длинно­волновая чувствительность — низкой (рис. 2.6, кривая 3).

Полученные солнечные элементы при внеатмосферном солнеч­ном излучении имеют следующие выходные характеристики: 4=12,3—14,5%; /к3=34,5 мА/см2; {7ХХ=0,645 В.

Необычайно большое значение Uxx объясняется высоким барье­ром на р—^-переходе, обусловленным не только выбором низкоом­ных подложек для базового слоя, но и влиянием легированной по­верхностной пленки. Это было подтверждено прямым эксперимен-

том: после удаления пленки травлением Uxx уменьшилось до обыч­ных значений (менее 0,6 В).

Влияние поверхностной пассивирующей пленки на коэффициент собирания в коротковолновой области спектра (рис. 2.7) и Uxx сол­нечных элементов было продемонстрировано экспериментально [127]: при наличии пассивирующей пленки обе эти величины рас­тут. Глубина залегания р—/г-перехода под пассивирующей пленкой составляла 0,3 мкм при слоевом сопротивлении 60 О^/О (р—/г-пере — ход получен диффузией бора в легированные фосфором подложки л-кремния толщиной 300 мкм). Поверх тонкой пассивирующей плен­ки Si02 наносилось просветляющее покрытие из нитрида кремния SiNx. При 25-кратной интенсивности наземного солнечного излуче­ния КПД полученных солнечных элементов со структурой р+—р на освещаемой поверхности составил 18%. При обычной однократной освещенности /кз был равен 33 мА/см2, (71Х — 0,62 В.

2.3. Кремниевые солнечные элементы с полем в базовой области и изотипным барьером у тыльного контакта

Если базовый слой солнечных элементов, например p-типа, легиро­ван неравномерно и концентрация акцепторов у р—/г-перехода ниже, чем в глубине слоя, то возникает электрическое поле, помогающее собиранию созданных светом в базовом слое избыточных носителей заряда (в этом случае действует не только диффузионный, но и дрейфовый механизм собирания). В ряде работ, в частности в пуб­ликациях [12, 80, 84], отмечалось, что для образования тянущего поля необходимо создать некоторый перепад примесей по глубине. Это, с одной стороны, уменьшает напряжение холостого хода из-за роста обратного тока насыщения при уменьшении потенциального барьера (при снижении степени легирования базы у р—/г-перехода), а с другой — приводит к значительному ухудшению диффузионной длины и времени жизни неосновных носителей заряда (при увели­чении степени легирования отдаленных от р—/г-перехода областей базового слоя). Оба отмеченных явления могут в значительной сте­пени снизить эффект улучшения коэффициента собирания, обуслов­ленный введением тянущего поля в базовый слой (обычно равномерно легированный) за счет его неоднородного легирования. При сравнительно небольших перепадах концентраций в базовом слое (1017 у р—/г-перехода и 1048—1019 см-3 в глубине базы) можно уве­личить КПД и длинноволновую спектральную чувствительность кремниевых элементов путем введения тянущего поля, сохранив на достаточно высоком уровне диодные параметры р—/г-перехода и время жизни неосновных носителей заряда в базовом слое [8,4, 120, 128—132].

Экспериментальное осуществление этой модели по методике мед­ленной диффузии примеси в базовые пластины элементов [128]

, оказалось слишком трудоемким и длительным. Не менее сложна и опробованная нами технология экзодиффузии примесей в вакууме из предварительно легированной базовой пластины. Введение быстро — диффундирующего лития [129] нашло практическое применение при изготовлении радиационно стойких солнечных элементов для кос­мических аппаратов не только из-за технологически легко осущест­вимой возможности создать тянущее поле достаточно большой про­тяженности в базовом слое, но и из-за способности лития нейтрали­зовать введенные радиацией рекомбинационные центры [22, 133, 134]. Метод наращивания эпитаксиального слоя кремния с пере­менной концентрацией примесей на монокристаллическую пластину кремния с последующим созданием (термодиффузией или нанесе­нием эпитаксиальной сильнолегированной пленки с противополож­ным знаком проводимости) р—^-перехода со стороны эпитаксиаль­ного слоя (см., например, публикации [130—132]) позволяет полу­чать дешевые солнечные элементы наземного назначения, так как используемый в качестве подложки для нанесения эпитаксиальной пленки металлургичрский кремний в 100 раз дешевле кремния полу­проводниковых сортов [132]. Автолегирование эпитаксиального слоя в процессе его выращивания примесями из подложки приводит к не­обходимому градиенту концентрации примеси и созданию тянущего поля [31]. При измерениях в наземных условиях КПД таких сол­нечных элементов составил от 12,2 до 13,5% [132], несмотря на то что для их изготовления использовались дефектные эпитаксиаль­ные слои на металлургическом кремнии, представляющие собой не­восполнимый брак при производстве интегральных схем.

Модели солнечных, элементов с тянущим полем значительной протяженности в базе вскоре были вытеснены моделью с резким изотипным переходом р—р+- или п—тг+-типа у тыльного металличе­ского контакта, подобной двухслойной модели, рассмотренной в 2.1.

Для создания высокоэффективных солнечных элементов можно было бы использовать почти собственный кремний, продиффундиг ровав примеси п — и p-типа с обеих сторон кремниевой пластины та­ким образом, чтобы получить на необходимом расстоянии от поверх­ности р—га-переход и одновременно оптимальный градиент примеси с другой стороны пластины [63]. При получении солнечных элемен­тов п+—р—р+- или р+—п—п+-структур [77, 135] оказалось, что со­здать очень тонкий изотипный р—р+- или п—гс+-переход у тыльного металлического контакта технологически намного проще, чем тяну­щее поле значительной протяженности, а практически столь же полезно для увеличения собирания избыточных неосновных носи­телей из базового слоя. Потенциальный барьер на изотипном пере­ходе, полученный подлегированием базового перехода с тыла, отра­жает неосновные носители от тыльного контакта, увеличивая их эффективную диффузионную длину, и фактически сводит к нулю

З М М Колтун скорость поверхностной рекомбинации на границе раздела базовый слой—тыльный металлический контакт. Несколько уменьшается так­же обратный ток насыщения элементов. Тыльный подлегированный слой создается термодиффузией, ионной бомбардировкой или впе­канием алюминия (в случае p-слоя) с последующей-термообработ — кой. Глубина подлегированного слоя обычно колеблется от 0,2 до 0,5 мкм, а распределение примесей практически повторяет аналогич­ное распределение в верхнем легированном слое солнечных эле­ментов.

Преимущества солнечных элементов с изотипным переходом у тыльной поверхности сказываются в том случае, когда диффузион­ная длина неосновных носителей в базовом слое больше толщины базового слоя или по крайней мере равна ей. Это требование при­водит к необходимости использовать для создания базового слоя достаточно чистый полупроводниковый материал с повышенным удельным сопротивлением или уменьшать толщину базового слоя до значений, меньших диффузионной длины носителей заряда в дан­ном материале. На рис. 2.8 представлена зависимость диффузион­ной длины L и времени жизни т носителей заряда от удельного сопротивления р базового слоя кремния [136], позволяющая выбрать необходимую толщину базового слоя определенного удельного сопро­тивления (или, наоборот, определить удельное сопротивление при заданной толщине слоя) для солнечного элемента с эффективно используемым изотипным переходом у тыльного контакта. Эти дан­ные могут применяться лишь для качественных оценок. При про­ведении точных расчетов необходимо учитывать, что диффузионные характеристики неосновных носителей зависят не только от удель­ного сопротивления, но и от типа проводимости кремния, метода его получения, предшествовавшей обработки, и пользоваться в этом случае более подробными данными, приводимыми, например, в ра­боте [74]. Там же представлены весьма наглядные зависимости тока короткого замыкания солнечного элемента из кремния от отношения толщины элемента I к диффузионной длине неосновных носителей заряда в базовом слое L, а также зависимость КПД элемента при освещении его внеатмосферным солнечным излучением (условия АМО, воздушная масса равна нулю) от L (рис. 2.9) и т для эле­мента с изотипным переходом у тыльного контакта и без него. Использование изотипного перехода позволяет применять для по­лучения базовых слоев высокоэффективных солнечных элементов кремний с очень высокими: значениями времени жизни и диффу­зионной длины неосновных носителей заряда, которые характерны для кремния с почти собственной проводимостью (так называемой ^-проводимостью).

Солнечные элементы с p—i—n — или р+—і—гг+-структурой и их модификации [13, 137] обладают исключительно высокой чувстви­тельностью в длинноволновой области спектра. Форма вольт-ампер — ной характеристики элементов близка к прямоугольной, поскольку

Рис. 2.8. ЗависимЬсть диффузионной длины и времени жизни неосновных но­сителей заряда от удельного сопротивления базового слоя кремниевых солнеч­ных элементов

Рис. 2.9. Зависимость КПД кремниевых солнечных элементов от диффузион­ной длины неосновных носителей заряда в базовом слое элемента при освеще­нии внеатмосферным Солнцем (условия АМО)

1, 2 — с изотипным тыльным барьером и без него соответственно благодаря высокому уровню возбуждения в условиях освещения солнечным светом омическое падение напряжения в базовой области сводится к минимуму (при освещении высокоомного базового слоя концентрация неравновесных носителей значительно выше, чем рав­новесных). Большое исходное значение диффузионной длины неос­новных носителей заряда в высокоомном материале увеличивает <щок службы таких солнечных элементов в радиационных поясах Земли [22].

Теоретические результаты были экспериментально проверены при создании в легированном слое ступенчатого распределения примесей с использованием термодиффузионной технологии, наиболее широко применяемой в настоящее время для изготовления кремниевых сол­нечных элементов [2, 5, 13, 79]. Диффузия проводилась по бокс- методу [124].

Выполненные расчет и эксперимент показали, что пористая окис­ная пленка, предварительно образованная на поверхности кремния методом анодного окисления, дает возможность даже при однократ­ной термодиффузии получить двухслойную структуру легированной области [125]. Часть диффузанта, например фосфора, проходя через поры, образует область низких концентраций примесей у р—^-пере­хода. Задержанный окисным слоем основной поток примеси создает тонкий слой с повышенной концентрацией примеси у поверхности. Изменяя пористость пленки, а также регулируя время и температу­ру диффузии, можно достаточно плавно и точно управлять профи­лем распределения примесей в легированной области.

Оптимизированный режим однократной термодиффузии через предварительно созданную окисную пленку определенной пористости дает возможность получать р—и-переходы с глубиной залегания легированного слоя 0,9—1,3 мкм. При этом распределение примесей соответствует четко обозначенным двум областям высокой и низ­кой концентрации (рис. 2.3, кривая 1).

Другая возможность создания сложного распределения приме­сей — двойное легирование. Для проведения этого процесса были выбраны кремниевые диски с легированным слоем толщиной поряд­ка 3 мкм, создаваемым термодиффузионным методом, распределение примесей в котором описывается кривой 3 на рис. 2.3.

Диффузионный слой стравливался до глубины 0,5—0,6 мкм, за­тем осуществлялось вторичное легирование по режиму однократной термодиффузии. Полученные р—и-переходы находились на глубине

Вис. 2.3. Экспериментальное распределение концентрации фосфора в кремнии по глу­бине легированного слоя от поверхности (штриховые линии) до р—«-перехода (штрихпунктир>, полученное термодиф­фузией при различных режимах

1 — однократная термодиффузия через задер­живающий слой окисла определенной пори­стости (/л—1,0 мкм); 2 — двойная через слой пористого окисла на поверхности (1л=1,2мкм); 3 — глубокая без предварительного окисления поверхности (1л=1,2 мкм после химического травления легированного слоя)

1—3 — способы получения соответственно указанным в подписи к рис 2 3, 4 — мелкая термодиффузия в потоке газа (экспоненциальное распределение примесей, 1л=0,6 мкм); 5 — глубокая однократная термодиффузия (без химического травления после диффузии, 1л=3,0 мкм) 1,0—1,2 мкм от поверхности, при этом на глубине 0,3—0,7 мкм наблюдался резкий перепад концентрации примесей на два порядка’ (рис. 2.3, кривая 2). Профиль концентраций примесей строился на основе результатов измерения проводимости четырехзондовым ме­тодом при послойном анодном стравливании, глубина р—га-перехода определялась с помощью сферического шлифа.

На кремниевые пластины наносились электрические токосъемные контакты по обычной методике [13, 16, 77, 79] и исследовались характеристики полученных фотоэлементов.

Экспериментальные солнечные элементы в коротковолновой спектральной области имеют повышенную спектральную чувбтви-» тельность (рис. 2.4, кривые 1 и 2), которая зависит от коэффи­
циента собирания носителей заряда из легированной области. Напри­мер, при Х=0,5 мкм у экспериментальных элементов со ступенча­тым распределением примесей в легированном слое IfE—22CN — —250 мкА/мВт, а у элементов с толщиной легированного слоя по­рядка 3 и 1,2 мкм (распределение примесей описывается соответст­венно горизонтальным и наклонным участками кривой 3 на рис. 2.3) значения спектральной чувствительности лежат в интервале 50—125 мкА/мВт (см. рис. 2.4, область 5) и 170—180 мкА/мВт (см. рис. 2.4, кривая 3). Даже у элементов с очень мелкой глубиной залегания р—п-перехода (0,6 мкм) и экспоненциальным распреде­лением примесей (см. рис. 2.4, кривая 4) чувствительность при Я=0,5 мкм не превышает 200 мкА/мВт. Солнечные элементы с глу­биной залегания р—тг-перехода 2Л=0,6 мкм (кривая 4), полученного низкотемпературной диффузией, имеют распределение примесей в легированном слое, близкое к экспоненциальному с перепадом концентраций от 5-Ю20 у поверхности до 1016 см~3 у р—гс-перехода. Сравнивая кривые 7—4, можно заключить, что повышенная чувст­вительность экспериментальных солнечных элементов в коротковол­новой области спектра (кривые 1 ж 2) объясняется преобладающим (над эффектом ухудшения параметров диффузии неосновных носи­телей в области повышенной концентрации) влиянием введенного тянущего поля сложной конфигурации.

Вольт-амперные характеристики солнечных элементов с двух­слойной структурой легированной области также значительно луч­ше, чем у обычных. Плотность нагрузочного тока с единицы полез­ной площади солнечных элементов при глубине залегания р—^-пере­хода 1,0—1,2 мкм на 9—17% выше, чем у элемента с экспоненциаль­ным распределением примесей в легированном слое такой же глубины, что достаточно точно подтверждает расчетные данные (см. рис. 2.2).

Таким образом, предложенное двухступенчатое распределение примесей приводит к значительному улучшению вольт-амперных и спектральных характеристик солнечных элементов даже при сравни­тельно большой глубине залегания р—и-перехода (/л—1,2 мкм), что* позволяет не только увеличить КПД элементов, но и использовать для токосъема с легированного слоя простые, дешевые и надежные электрические контакты, получаемые химическим осаждением ни­келя [13, 16]. Проблема создания надежных омических контактов, удешевления и автоматизации их нанесения — одна из наиболее сложных в современной технологии изготовления солнечных эле­ментов.

Влияние внутренних электрических полей на эффективность соби­рания и КПД полупроводниковых солнечных элементов исследовано достаточно широко (см., например, [63, 80, 84, 107, 118, 119]). Пер­вые работы были связаны с рассмотрением однородного поля с по­стоянными значениями подвижности и времени жизни носителей, не зависящими от концентрации примесей. Дальнейшее усложнение моделей солнечных элементов с встроенным полем привело к изу­чению неоднородных электрических полей и параметров диффузии, зависящих от пространственных координат [120]. Однако проведен­ные исследования носили сугубо теоретический характер, а предла­гаемые распределения примесей трудно воспроизводимы.

Создаваемые сейчас солнечные элементы имеют внутренние электрические поля, которые носят случайный характер и являются следствием используемой технологии. В связи of этим возникла за­дача найти профили концентрации примесей, значительно повышаю­щие эффективность собирания носителей из легированного слоя и в то же время получаемые с помощью хорошо отработанных техно­логических методов.

Двухслойная модель верхней легированной области

Рассмотрим возможность создания солнечных элементов с легиро­ванным слоем из двух областей с различной концентрацией приме­сей (рис. 2.1), на границе которых существует скачок потенциала Е/В=1п (NJN2)KT/q. Значения концентраций связаны соотношением Ny>N2, при котором электрическое поле на границе областей I и II направлено в сторону р—тг-перехода. Для такой двухслойной модели прежде всего необходимо провести оптимизацию параметров леги-

Рис. 2.1. Двухслойная модель легированной области солнеч­ного элемента

Штриховая, линия — р—п-переход, глубина залегания которого Іл—a+d

рованного слоя по фототоку и по мощности с учетом последователь­ного сопротивления [121, 122].

Принималась степенная зависимость подвижности и диффузион­ной длины носителей заряда от концентрации примесей:

которая с достаточной точностью согласуется с экспериментальной при р=^=7г. Полученное выражение коэффициента собирания из легированного слоя при скорости поверхностной рекомбинации $-*■» имеет следующий вид:

п____________ а ехр (— ал)

”п к2 exp (— 2d/Lp2) — кг

где

*i,2=(l+exp(—2a/Lpi) )N2lNl±(l^exp(—2a/Lpl));

k3= (exp(—2alLpi) —exp (ал)exp (—a/Lpl))/(a+l/LPi) —

— (1+ехр(аа)ехр(—a/LPi))l(a—i/Lpi);

Lpi и Lp2 — значения диффузионной длины неосновных носителей заряда соответственно в I и II областях шириной and (см. рис. 2.1),

Плотность интегрального фототока из легированной области вы­числялась для случая освещения абсолютно черным телом с тем­пературой Солнца Гс=6000 К:

где h=h/2n — постоянная Планка: йю0 — ширина запрещенной зоны (для кремния Йсоо—1,12 эВ); со0 отвечает красной границе фотоэф­фекта; <?л (о>) определяется по формуле (2.1); £’=1360 Вт/м2 — плот­ность потока излучения внеатмосферного Солнца.

При выводе формулы (2.2) использовался подход, аналогичный изложенному в статье [123], когда с помощью равновесной функции Бозе—Эйнштейна рассчитывается число фотонов с энергией Йю, из­лучаемых Солнцем как абсолютно черным телом в определенный телесный угол, размеры которого ограничены диаметром Земли. При­менение соотношений, выведенных в работе [123], вызвало необ­ходимость использовать в данном случае круговую частоту со вместо обычной частоты v и представить ширину запрещенной зоны Eg как ч©о»

Вычисление интеграла*^.2) проводилось методом квадратуры наивысшей степени точности [80].

При различных фиксированных значениях and ширины двух областей легированного слоя, определяющих глубину залегания р—^-перехода получены зависимости фототока из легированного слоя от толщины области с повышенной концентрацией примесей. Концентрация легирующей примеси у р—п-перевода Дг2=1017-^ -И018 см-3. Для концентрации примесей у поверхности N і задавался ряд значений от 1018 до 1021 см-3, причем максимальное Л^=1021 см“3 соответствует пределу растворимости фосфора в кремнии.

Расчеты показали, что наибольший фототок. из легированного слоя в рассмотренных пределах изменения параметров для всех and достигается при а=0,05 мкм и NJN2=i02.

Однако в ходе дальнейшего анализа оказалось, что при фикси­рованных Ni и N2 полезная мощность будет максимальной, когда а больше 0,05 мкм. Дело в том, что для получения высокой фото-ЭДС реальных солнечных элементов требуется, чтобы концентрация при­месей у р—гс-перехода N2 составляла 1017—1018 см~3. При таких значениях концентрации наблюдается довольно высокое сопротив­ление растекания тонкого (1,0 мкм) легированного слоя, уменьшить которое (при той же самой форме контакта на рабочей поверхности) можно расширением области I с большим содержанием примесей.

На рис. 2.2 представлены зависимости мощности просветленных элементов с соответствующим рассматриваемой модели легирован­ным слоем, имеющим оптимальные параметры, и обычного солнеч — *ого элемента, легированный слой которого имеет однородное элект-

Рис. 2.2. Расчетная зависимость выходной мощности от глубины залегания р—72-пе­рехода солнечного элемента, в легирован­ном слое которого имеется электрическое поле

1 — оптимальное по мощности при X =1019, Лт2=1017 см~3;

2— оптимальное по мощности при Л = 102°, Л: = 1018 см-3;

3 — однородное

рпческое поле (перепад концентра­ций от 5-Ю20 см-3 у поверхности до 1017 см-3 у р—^-перехода с экспонен — о 7,0 2,0 /л, мнм циальным распределением примесей

по глубине).

Концентрацпп примесей 1017 см-3 соответствуют диффузионная длина неосновных носителей заряда Lv=1 мкм и подвижность ос­новных носителей заряда ц„=600 см2/В-с. Контактная сетка имеет ячейки h=lK=0,5 см. База p-типа считается бесконечно толстой с диффузионной длиной неосновных носителей заряда £„=100 мкм. Мощность находилась по формуле

Р=/ф1п(/ф//о+1)ЛХГ/д-/ф2/гп. (2.3)

Здесь А=2, /0=10~7 А,

Rn=C/q (aNiini+dN2[in2), (2.4)

где jli„i и jnn2 — значення подвижностн основных носителей заряда в областях I и II соответственно (см. рис. 2.1), а коэффициент С определяется следующим выражением [124]:

С=64Ык/л6(/к2+/г2). (2.5)

Данные, представленные на рнс. 2.2, позволяют сделать следую­щие выводы об эффективности солнечных элементов с оптимизиро­ванной верхней двухслойной легированной областью (кривые 1, 2) по сравнению с обычными солнечными элементами, имеющими одно­родное электрическое поле (кривая 3).

Если концентрация примесей в легированном слое составляет iVi = 1019 и N1017 см-3 (кривая 7), то солнечный элемент рассмат­риваемой модели превосходит по мощности обычный элемент при /л>0,6 мкм. Такой слой особенно выгоден в случае глубокого зале­гания р—д-перехода. Действительно, при /л=0,7 мкм увеличение мощности составляет 5%, при /л=1,0 мкм— 17%, при Zл=1,5 мкм— 27%, при 2,0 мкм —28%. Создание легированных слоев со слож­ной конфигурацией распределения примесей обеспечивает возмож­ность получать более высокие значения полезной мощности при больших глубинах залегания р—н-переходов, чем в случае экспо-
ненцпального распределения примесей. Например, Р=16 мВт/см2 соответствует /^0,7 мкм (кривая 3) и /л—1,2 мкм (кривая 1).

При более высоком содержании примесей в легированном слое — iVi=1020, iV2=1018 см-3 (кривая 2) — увеличение мощности по сравне­нию со случаем однородного поля при всех значениях /л составляет 4—7%; несколько большее приращение мощности (до 10%) наблю­дается при значениях /л<0,5 мкм. Таким образом, если имеется воз­можность получения солнечных элементов с надежными контактами при глубине залегания р—к-перехода менее 0,5 мкм, то целесообраз­но создавать легированные слои со ступенчатым распределением высоких концентраций примесей (для уменьшения последователь­ного сопротивления).

Улучшение оптических и фотоэлектрических характеристик сол­нечных элементов достигается разнообразными путями: созданием в легированном и базовом слоях фотоэлемента тянущих электроста­тических полей (за счет, например, направленного изменения рас­пределения примесей или градиента ширины запрещенной зоны по глубине’ элемента), переходом от гомогенных к гетерогенным полу­проводниковым структурам,- использованием для собирания избы­точных носителей заряда вместо р—и-перехода барьера металл — полупроводник (барьер Шоттки) или металл—диэлектрик (как пра­вило, оксидный слой)—полупроводник (МДП — или МОП-структуры). Роль тонких слоев металла в этих системах часто выполняют более прозрачные пленки из легированных широкозонных полупроводни­ков на основе, например, двуокиси олова Sn02, станната кадмия Cd2Sn04 или смесей окислов индия и олова ln203—Sn02, называемых кратко пленками ITO.

Рядом интересных особенностей обладают тонкопленочные сол­нечные элементы, необходимость разработки которых диктуется в первую очередь желанием удешевить солнечные элементы за счет уменьшения количества расходуемого для их производства полу­проводникового материала. Тонкопленочные элементы, изготовляе­мые преимущественно из полупроводников, характеризующихся пря­мыми оптическими переходами, имеют, как выяснилось, повышен­ную чувствительность в коротковолновой области спектра, что позволяет эффективно применять такие элементы как малогабарит­ные датчики ультрафиолетового излучения.

К более полному использованию всех областей широкого солнеч­ного спектра ведет и разработка каскадных, двусторонних, много­переходных солнечных элементов. Лишь после создания конструк­ции солнечного элемента, прозрачного в длинноволновой области спектра за краем основной полосы поглощения [108—111], удалось от теоретических моделей [63] перейти к экспериментальной раз­работке каскадных элементов различного типа, с помощью которых в настоящее время достигается КПД от 28 до 35% при измерениях в наземных условиях [112, 113].

Очень высокие значения КПД (от 17 до 28%) получены и при использовании совершенно иных физических принципов повышения

эффективности преобразования знеріии излучения в электрическую: предварительного разложения солнечного спектра на две (или более) спектральные области с помощью многослойных пленочных светоделителей (дихроических зеркал) с последующим преобразо­ванием каждого участка спектра отдельным солнечным элементом с высоким КПД [114];

применения переизлучающих гетероструктур (с близким к 100% внутренним квантовым выходом), сужающих широкий спектр па­дающего излучения для последующего более эффективного преобра­зования его в электроэнергию с помощью гомогенного полупровод­никового материала, например арсенида галлия [115];

использования структуры с р—w-переходом в гомогенном мате — ‘ риале, на внешней поверхности которой расположено оптическое «окно» из широкозонного полупроводника с изменяющимся по глу­бине химическим составом, благодаря чему ширина запрещенной ; зоны «окна» уменьшается по мере приближения к гомогенному ма­териалу [116, 117].

Остановимся на особенностях характеристик экспериментально полученных и исследованных фотоэлектрических систем различного типа, причем в первую очередь нас будут интересовать оптические и фотоэлектрические свойства солнечных элементов с улучшенными параметрами и физические процессы, обусловливающие эти свой­ства, а также способы изменения чувствительности солнечных эле­ментов в разных областях спектра.

При бесконечно большом времени жизни и диффузионной длине не­основных носителей в обоих слоях солнечного элемента и при ну­левой скорости поверхностной рекомбинации (а также при Д=0) коэффициент собирания будет равен единице во всей области фото­чувствительности данного полупроводникового материала, ‘а на кри­вой спектральной чувствительности появится резкий максимум при энергии квантов fev, равной ширине запрещенной зоны Е8 полу­проводника, из которого изготовлен солнечный элемент, после чего спектральная чувствительность начнет линейно убывать с увеличе­нием частоты (т. е. уменьшением длины волны) падающего опти­ческого излучения [21].

При отсутствии поверхностной и объемной рекомбинации все носители, созданные в полупроводнике излучением длиной волны Я, должны собираться и разделяться р—/г-переходом:

Ік з (A,) =qN0 (Я) =qE (k)/hv.

Отсюда видно, что спектральная чувствительность линейно за­висит от длины волны:

/к. з(Я)/£(Я) 0,8-103 Я. (1.21)

Если коэффициент отражения от поверхности солнечного элемента не равен нулю, то можно при расчетах учесть его абсолютное зна­чение Д, зависящее от длины волны. Тогда, естественно, спектраль­ная чувствительность будет выражена нелинейной функцией длины волны

/к. з/£=0,8 103 (1-Д*)Я.

«

Предельные значения спектральной чувствительности полупро­водникового солнечного элемента планарной конструкции при ука­занных ранее идеализированных условиях (нулевая скорость по­верхностной рекомбинации, бесконечно большие время жизни и диф­фузионная длина неосновных носителей заряда) и для двух значе­ний коэффициента отражения при X от 0,3 до 1,1 мкм: R=0 и R равно коэффициенту отражения полированного непросветленного

Рис. 1.28. Спектральные за­висимости коэффициентов собирания кремниевых сол­нечных элементов с различ­ными сочетаниями электро­физических параметров

1—4 — порядковый номер в табл. 1.2 кремния i? si (см. рис. 1.11, кривая 4), рассчитаны по формуле (1.21) (табл. 1.1).

Длинноволновый край спектральной чувствительности солнечных, элементов ограничен лишь энергетическим положением края основ*» ной полосы поглощения (или, как его ранее часто называли, крас* ной границей фотоэффекта), которое определяется шириной запре* щенной зоны полупроводника и характером оптических переходов зона—зона. Левый край чувствительности для планарного солнеч^ ного элемента определяется в основном скоростью поверхностной рекомбинации на обращенной к свету поверхности элемента.

Хорошей иллюстрацией этого положения являются расчетные спектральные зависимости коэффициента собирания кремниевых солнечных элементов (рис. 1.28) [107] для различных сочетаний электрофизических параметров (табл. 1.2). Анализ данных позво­ляет сделать несколько выводов о выборе основных направлений совершенствования технологии солнечных элементов:

улучшение длинноволновой области спектральной чувствитель­ности может быть достигнуто за счет увеличения времени жизни не­основных носителей в базовом слое, например, путем перехода к более чистому и высокоомному исходному полупроводниковому ма­териалу и сохранения его свойств в процессе изготовления солнеч­ных элементов;

на основе кремния могут быть изготовлены солнечные элементы с очень высокой чувствительностью в коротковолновой и ультра­фиолетовой областях спектра вплоть до 0,2 мкм (см. рис. 1.28). С этой целью необходимо резко уменьшить скорость поверхностной рекомбинации и глубину залегания р—гг-дерехода.

Параметры кремниевых солнечных элементов, расчетные спектральные зависимости коэффициента собирания которых даны на рис. 1.28

Таким образом, изучение спектральной чувствительности и коэф­фициента собирания солнечных элементов исключительно полезно для дальнейшего улучшения свойств солнечных элементов, увели­чения их КПД и, следовательно, расширения сферы применения. Тщательное исследование этих характеристик необходимо и для до­стижения необходимой точности измерений КПД, повышения уров­ня метрологических работ, когда требуется обеспечить совпадение параметров эталонного и измеряемых солнечных элементов. Ясное понимание причин отклонения параметров в ту или иную сторону позволяет устранить эти расхождения и обусловленную ими погреш­ность измерений.

Спектральная чувствительность солнечного элемента представляет собой спектральную зависимость его тока короткого замыкания, рас­считанного на единицу энергии падающего оптического излучения.

Рис. 1.25. Схема установки для! измерения спектральной чувстви­тельности солнечных элементов

1 — источник света;

2 — монохроматор;

3 — сменные оптические фильтры;

4 — линзы,

5 — 6 — измеряемый и эталонный

солнечные элементы соответственно (при градуировке термоэлемент);

7 — потенциометр;

8 — вольтметр,

9 — амперметр;

10 — 12 — резисторы сопротивлением

Ri—R3 соответственно,

13 — источник компенсирующего
напряжения (Б7=1,5 В)

Рис. 1.26. Оптическая схема зер­кального монохроматора ЗМР-З

1 — входная щель, пропускающая

излучение источника;

2 — зеркальный объектив;

3 — призма;

4 — поворачивающееся плоское

зеркало (зеркало Литтрова); ч

5 — плоское зеркало;

6 — выходная щель

Для обычных, не прецизионных измерений спектральной чувст­вительности используется зеркальный монохроматор ЗМР-З со стек­лянной оптикой (рис. 1.25). Источником света служит ленточная вольфрамовая лампа накаливания типа СИ-6-40 (мощностью 36 Вт), тело накала которой с помощью зеркального эллиптического отра­жателя проектируется на входную щель прибора. Стабильность све­тового потока поддерживается за счет постоянства тока накала лампы (5,8 А), который контролируется амперметром класса 0,2.

Лампа СИ-6-40 дает возможность проводить измерения в види­мой и инфракрасной областях спектра (до границы пропускания стекла). При измерениях в ультрафиолетовой области спектра от 0,4 мкм до 0,3 мкм применяется лампа накаливания с увиолевым стеклом, цветовая температура которой 3200 К, а при измерениях в области длин волн менее 0,3 мкм рекомендуется использовать водородную лампу [102], поскольку она дает сплошной спектр и отличается высокой (по сравнению с другими газоразрядными лам­пами) стабильностью.

Рабочие щели монохроматора ЗМР-З изменялись от 1 мм для области спектра 0,4—0,5 мкм до 0,25 мм в области длин волн боль­ше 0,9 мкм, с тем чтобы спектральная ширина щели оставалась по­стоянно в пределах 0,01—0,015 мкм. В монохроматоре ЗМР-З изме­

нение длины волны осуществляется небольшим поворотом зеркала 4 (рис. 1.26), что позволяет излучению любой выделяемой длины волны проходить через призму с минимальным отклонением от пер­воначального пути.

Для устранения рассеянного света при измерениях спектраль­ной чувствительности (см. рис. 1.25) в соответствующих областях "спектра используются светофильтры СЗС-8, СЗС-14 и СЗС-12. За вы­ходной щелью монохроматора помещаются две линзы, с помощью которых расходящийся световой поток может быть распределен по всей поверхности или собран на части солнечного элемента. Этот световой поток на определенном расстоянии от второй линзы проеци­руется в полоску размерами порядка 1,5X9 мм, полностью попа­дающую на приемную пластину термоэлемента. Затем солнечный "элемент устанавливается на место термоэлемента таким образом, чтобы весь свет, измеренный термоэлементом, вписывался в прием­ную поверхность солнечного элемента (см. рис. 1.25). Если при определении освещаемой площади с помощью микроскопа окажет­ся, что часть света попадает на контактные полоски солнечного элемента, то освещаемая площадь полос должна, конечно, вычитать­ся из общей освещаемой площади.

Измерения плотности потока монохроматического излучения мо­гут быть осуществлены, например, с помощью вакуумного компен­сационного термоэлемента Козырева марки РТЭ с приемными плас­тинами размерами 2X12 мм каждая. Термоэлемент включается на вход низкоомного потенциометра. В экспериментах чувствительность одного из, использованных термоэлементов составляла 0,47 В/Вт и периодически проверялась по эталонным светоизмерительным лам­пам, отградуированным во ВНИИМ им. Менделеева (г. Ленинград) или во ВНИИОФИ (г. Москва) по цветэвой температуре и силе света.

В качестве неселективных могут быть также использованы при­емники излучения, основанные на: металлических термопарах [103]; пленочных термоэлементах [104]; полупроводниковых термостолби­ках [105]. Градуировку этих приемников полезно осуществить не­сколькими независимыми методами: применяя эталонную лампу; с помощью встроенной обмотки замещения, по которой пропуска­ется определенный ток [ 105]; используя модель абсолютно черного тела с известной температурой.

При измерениях сначала весь спектр монохроматора от 0,4 до 1,16 мкм градуируется с помощью термоэлемента, а затем на его место устанавливается солнечный элемент, ток короткого замыка­ния которого измеряется по компенсационной схеме (см. рис. 1.25), Установка и снятие исследуемого элемента после каждого изменения длины волны привели бы к значительно большим погрешностям за счет неточности механических перемещений.

В качестве индикатора нуля используется гальванометр Ml95/2, измерительным прибором может служить микроамперметр М95 с

Рис. 1.27. Спектральная зависимость состав­ляющих легированной (2, 2) и базовой (3, 4) областей в суммарном коэффициенте собира­ния для солнечных элементов 4 ‘

1,3 — кремний (п — на р-типа);

2, 4 — арсенид галлия (р — на п-типа)

шунтом. В схеме использовались резис­торы сопротивлением Д2—100 кОм, i?3— ^3 кОм, Ri — до 10 кОм. Применение такой схемы исключает влияние на из­меряемый ток сопротивления микро­амперметра. Погрешность измерения фототока лежит в пределах ±10% в области длин волн 0,45—0,5 мкм, не превышает ±5% при А,>0,5 мкм и мо­жет возрастать до 30% в области 0,4—0,45 мкм, если измеряются солнечные элементы, имеющие низкую чувствительность в этой об­ласти спектра.

Энергия на выходе монохроматора изменялась во всем спектраль­ном диапазоне в пределах 0,002—0,02 мВт (что соответствует пото­ку фотонов 1,5‘1012—1-Ю14 с-1).

Следует отметить, что из-за нелинейности люкс-амперной ха­рактеристики многих солнечных элементов при переходе от низких освещенностей, создаваемых монохроматическим светом, к высоким, характерным для солнечного излучения вне атмосферы или в ясные дни в наземных условиях, особо ответственные прецйггйонные из­мерения спектральной чувствительности, например для эталонных солнечных элементов, проводятся на усовершенствованных уста­новках.

Абсолютной значение спектральной чувствительности рассчиты­вается после измерений /я. з(А,) как отношение 1К,3(Х)/Е(Х). Для определения коэффициента собирания (/к.3 на один поглощенный фотон) дополнительно измеряется коэффициент отражения от по­верхности солнечных элементов в той же области спектра.

Эксперименты и расчеты показали, что составляющая верхнего легированного слоя кремния в суммарном коэффициенте собирания при переходе к малой глубине залегания р—п-перехода и при уве­личении скорости поверхностной рекомбинации начинает умень­шаться [63, 84].

При создании солнечных элементов из арсенида галлия также наблюдается отмеченная тенденция. Гомогенный р—тг-переход в этом материале создается обычно с помощью мелкой термодиффу — зйи цинка — примеси р-типа — в исходный арсенид галлия /г-типа. Однако существенно более высокие значения коэффициента погло­щения в арсениде галлия (по сравнению с кремнием) и его резкая спектральная зависимость (см. рис. 1.1) приводят к тому, что почти все фотоактивцое излучение поглощается в верхнем легированном
слое p-типа и собирается из него нижележащим р—гс-переходом в арсениде галлия.

Были выполнены также сравнительные расчеты для солнечных элементов из кремния и арсенида галлия при близкой толщине сло­ев и одинаковой скорости поверхностной рекомбинации. Результаты этих расчетов показывают, что составляющая базового слоя в сум­марном коэффициенте собирания становится заметной лишь в длин­новолновой области спектральной чувствительности солнечных эле­ментов из арсенида галлия (рис. 1,27, кривая 4).

По спектральной чувствительности исследованных солнечных элементов в соответствии с методикой, описанной в работе [86], были рассчитаны время жизни и диффузионная длина неосновных носителей в областях по обе стороны р—тг-перехода [106]. Выясни­лось, что дополнительная причина столь незначительного влияния базовой области на общий коэффициент собирания в элементах из арсенида галлия — чрезвычайно малая диффузионная длина неос­новных носителей в этом материале, не превышающая 1,5 мкм.

^ Солнечным элементом с р—^-переходом в гомогенном полупровод­нике называют элемент из однородного полупроводникового мате­риала, основные оптические и электрические свойства которого (в частности, ширина запрещенной зоны) одинаковы по всему объ­ему. Структуры и солнечные элементы на их основе называются варизонными, если ширина запрещенной зоны изменяется, напри­мер убывает от поверхности в глубь кристалла за счет плавного из­менения химического состава материала, и на некоторой глубине расположен р—w-переход. При этом он может находиться на гра­нице двух слоев из полупроводников с разной шириной запрещен­ной зоны (называемой гетеропереходом) или в одном из них, как правило, в нижнем слое из полупроводника с меньшей шириной за­прещенной зоны. В этом случае верхний слой широкозонного ма­териала выполняет лишь роль оптического окна, пропускающего <свет к р—^-переходу. В то же время граница широкозонного и узко­зонного материалов, если близки постоянные их решеток, как в случае систем GaAlAs—CaAs и Cu2S—CdZnS, обладает низкой ско­ростью рекомбинации носителей заряда. Поскольку в солнечных элементах с р—тг-переходом в гетероструктурах рекомбинация на верхней границе оказывается резко уменьшенной, то эффективность собирания носителей (особенно в коротковолновой области спектра) растет и КПД таких элементов достигает весьма высоких значе­ний [80].

На ранних стадиях изучения гомогенных солнечных элементов считалось, что для их изготовления желательно применять полу­проводник, у которого ширина запрещенной зоны равнялась бы энергии фотона, соответствующей максимуму солнечного спектра, т. е. примерно 2 эВ [81]. В дальнейшем стало ясно, что уменьше­ние ширины запрещенной зоны приводит к увеличению числа фото — активных квантов солнечного спектра и росту /кз элементов, одна­ко генерируемая ими фото-ЭДС при этом уменьшается из-за сни­жения высоты потенциального барьера р—тг-перехода. Только в ре­зультате анализа всей вольт-амперной характеристики солнечного элемента и влияния на нее спектра ^гадающего излучения может €ыть получена зависимость возможного КПД от ширины запрещен­ной зоны полупроводника.

Такой расчет был выполнен впервые [82] с использованием спек­тров наземного солнечного излучения из работы [83]. Оптические и фотоэлектрические потери оценивались значениями, весьма близ­кими к оптимизированным для солнечных элементов из разных по­лупроводниковых материалов. Последующий расчет максимального КПД привел к нескольким показательным зависимостям, некоторые из которых представлены на рис. 1.22 и 1.23 [82].

Анализ полученных результатов расчета позволил наметить пути для разработки солнечных элементов из многих полупроводниковых

1 — коэффициент А в показателе экспоненты выражения для обратного тока насыщения (см. формулу (1.16)) равен 1; 2-А—2

Рис. 1.23. Зависимость максимальной удельной мощности солнечного элемента! от ширины запрещенной зоны полупроводникового материала для различных условий поглощения солнечного излучения

1 — атмосферная масса т—0, толщина слоя осажденных паров воды в атмосфере: 0=0; 2 — m=i, 0=2 см (с селективными полосами поглощения); 3 — т=3, 0=0 материалов, а не только из кремния. Наиболее подходящими для? получения максимального КПД, заметно превышающего КПД крем­ниевых солнечных элементов, являются полупроводники с Eg в ин­тервале 1,1—1,6 эВ (см. рис. 1.22, 1.23).

Для наземного солнечного излучения ширина запрещенной зоны оптимального полупроводникового материала уменьшается. Весьма’ важным для получения максимального КПД фотоэлектрического — преобразования энергии является механизм протекания обратного тока через р—«-переход, определяющий коэффициент А и значе­ние /0. Совершенствование этих параметров р—тг-перехода солнеч­ных элементов может привести к более существенному росту эф­фективности (см. рис. 1.22), чем расширение спектральной области фотоактивного поглощения солнечного излучения полупроводнико­вым материалом.

В солнечном элементе с р—w-переходом в гомогенном полупро­водниковом материале р—тг-переход собирает и разделяет созданные светом по обе его стороны — как в гг-, так и в /ьобласти — избыточ­ные неосновные носители. То же самое происходит и в большинстве других, более сложных моделей солнечных элементов, за исключе­нием, вероятно, лишь тех случаев, когда носители заряда разде

ляются на контакте металл—полупроводник (барьер Шоттки) и одна из областей является фотоактивной или полностью поглощаю­щей все солнечное излучение (это в значительной степени реали­зуется в тонкопленочных солнечных элемента^, на основе гетеро­структуры сульфид меди—сульфид кадмия, где в силу высокого коэффициента поглощения сульфида меди в нем поглощается прак­тически все* солнечное излучение, хотя толщина слоя сульфида меди обычно невелика — от 0,05 до 0,2 мкм).

Выше было показано, что в основной полосе поглощения полу­проводника, определяющей область спектральной чувствительности солнечных элементов, изготовленных из этого материала, квантовый выход фотоионизации (}=1. Следовательно, эффективный квантовый выход солнечного элемента (?Эф и коэффициент собирания носите­лей у представляют собой практически одно и то же (см. форму­лу (1.12)), поэтому обе эти величины будем теперь обозначать оди­наково — коэффициент собирания Q.

Коэффициент собирания (по определению отношение числа из­быточных носителей заряда, разделенных р—/г-переходом, к числу созданных светом электронно-дырочных пар), так же как и токи через р—тг-переход, представляет собой сумму коэффициентов соби­рания носителей из р — и? г-областей по обе стороны р—гг-перехода:

Qb^Qn+Qp^Iк з/ (1—г) qNi,

где /Кз определяется суммой электронного и дырочного токов из р — и гг-областей, а распределение фотонов Nt солнечного света по глу­бине полупроводника I должно быть рассчитано по уравнению (1,3), исходя из известной для данного полупроводника зависимости коэф­фициента поглощения от длины волны а (Я).

Результаты таких расчетов, выполненные Т. М. Головнер и Г. А. Гухман с использованием зависимости а (Я) для кремния и ар­сенида галлия, представлены на рис. 1.24.

Для качественной оценки собирания носителей заряда из разных областей солнечного элемента или полупроводникового фотоприем­ника полезны также определяющие Q и /кз компактные формулы, предложенные для расчета этих параметров на ЭВМ [84], и сле­дующие данные о глубине проникновения в кремний оптического излучения различной длины волны [17]:

Менее удобные для вычислений на ЭВМ, но более наглядные формулы расчета /КЗ(Я) и (?(Я), позволяющие затем сделать неко­торые обоснованные упрощения при определении отдельных опти-

чесних ж электрофизических параметров полупроводниковых мате­риалов, как правило, сильно изменившихся в готовом солнечном элементе (по сравнению с исходными значениями) в ходе много­численных термообработок во время длительного процесса изготов­ления элементов, выведены в работах [13, 80, 81, 84, 85]. Исходным моментом при выводе этих формул служат уравнения непрерывно­сти, записываемые без учета поля и с учетом его: в уравнения включаются члены, описывающие возрастание концентрации неос­новных носителей заряда в единице объема полупроводника при эффузии из окружающих областей материала, определяющие ко­личество неосновных носителей, теряемых за счет рекомбинации, выражающие процесс генерации избыточных неосновных носителей светом, причем функция генерации обычно отвечает условию (1.3), а также отражающие влияние электростатического поля и его гра­диента.

Составляющая /«.3, обусловленная диффузионным током электро­нов через р—тг-переход (считается, что распределение примесей в базе солнечного элемента равномерно и тянущее поле отсутствует), определяется при базовом слое p-типа выражением

/кзб qaLnN0 exp( al„)/(i + aLn) (1.19

При базовом слое /г-типа Ьп в уравнении (1.19) заменяет­ся на Lp.

В ряде работ рассмотрены различные способы определения от­дельных параметров солнечного элемента при некоторых упрощаю­щих условиях расчета и эксперимента. Так, предложен метод оцен­ки диффузионной длины неосновных носителей в легированном слое по сопоставлению расчетных (при изменении параметра IJL) и экспериментальных распределений коэффициента собирания в ко­ротковолновой области спектра в том случае, если глубина залега­ния р—w-перехода 1Л определена предварительно [86]. По приве­денным выше данным о глубине проникновения в кремний оптиче­ского излучения различной длины волны и из рис. 1.24 легко определить, какой длины волны оптическое излучение должно исполь­зоваться в таких экспериментах, чтобы избыточные носители созда­вались им преимущественно в верхнем легированном слое элемен­тов. Глубина р—n-перехода может быть достаточно точно оценена методом послойного анодного окисления и травления (см. 1.3), по окрашенному плоскому косому или цилиндрическому шлифу (сде­ланному под определенным малым углом к поверхности элемента, как правило, составляющем 3°) [13, с. 170], по значению коэффи­циента пропускания или отражения р—n-перехода в инфракрасной области спектра (см. рис. 1.10) с учетом глубины проникновения света и ориентировочно по значению поверхностного слоевого со­противления [38, 50]. Близкие методики оценки параметров леги­рованного слоя предложены в публикациях [84, 87]. Анализируя отдельные (в основном коротковолновые) участки спектральной за­висимости коэффициента собирания, можно оценить отношение S/D и при известном коэффициенте диффузии D получить значение ско­рости поверхностной рекомбинации 5, а также определить 1Л и Ьр в легированном слое [88—90].

Наиболее достоверным следует считать метод определения диф­фузионной длины неосновных носителей в базовом слое солнечных элементов Ьп (для базового слоя p-типа) по уравнению (1.19) [91— 93]. Поскольку при измерениях /кз и Q в длинноволновой части спектра (длина волны около 1 мкм) поглощением в легированном слое можно пренебречь, то /Кз и ^ при этом определяются базовым слоем. Например, спектральная зависимость коэффициента собира­ния представляется выражением

Q(k)=aLn exp (—аІл)/(1+аЬ).

В современных солнечных элементах /л^0,15-^0,5 мкм и для Я=1 мкм asi=80 см"1, следовательно, член ехр(—а/л) близок к еди­нице. Формула (1.20) еще больше упрощается:

‘ Ln=Q(k)/a(l-Q(X)).

Измерив /Кз солнечного элемента и коэффициент отражения при Я=1 мкм и зная Nt (см. рис. 1.24), а также д, легко определить Q при Я=1 мкм и затем Ln. Для более точной оценки аналогичные измерения целесообразно выполнить на трех близких длинах волн (например, 0,95; 1,0 и 1,05 мкм) и взять затем среднее значение диффузионной длины, рассчитанное по трем измерениям.

Более сложными являются случаи, когда L как в легированном, так и в базовом слое неравномерна по глубине в результате пред­намеренного создания тянущего поля повышенной эффективности или вследствие неоднородного введения радиационных или терми­ческих дефектов. Истинную диффузионную длину области базового слоя, подвергавшейся радиационному облучению, можно опреде­лить, если известны эффективная (суммарная — в поврежденной и в неповрежденной частях базового слоя) диффузионная длина и диффузионная длина в неповрежденном материале [94, 95]. Иссле­довано влияние неравномерного повреждения базового слоя на спек­тральную чувствительность [96, 97].

Интересен способ определения глубины залегания р—тг-перехода или диффузионной длины неосновных носителей по положению мак­симума спектральной чувствительности на примере солнечных эле­ментов из арсенида галлия [98]. Предложен простой и удобный графический метод, позволяющий по тщательно измеренной спек­тральной зависимости коэффициента собирания при использовании ряда упрощающих предположений (однородные встроенные элек­тростатические поля и постоянные параметры носителей заряда) оценить с достаточной точностью такие характеристики солнечного элемента, как глубина залегания р—n-перехода, скорость поверх­ностной рекомбинации, диффузионные длины носителей заряда, на­пряженность электрического поля при определенром соотношении между геометрией солнечного элемента и электрофизическими свой­ствами [99].

Диффузионную длину неосновных носителей в базовой области, получаемую по экспериментальным оптическим и фотоэлектриче­ским характеристикам солнечных элементов, полезно сравнить со значениями, определяемыми при облучении солнечных элементов гамма-квантами [100] или электронами [101].

Из рассмотрения основных процессов, происходящих внутри сол­нечного элемента при преобразовании оптического излучения в элек­троэнергию, становится ясно, что эффективность каждого из них зависит от оптических и электрофизических свойств полупроводни­кового материала (отражение от поверхности, квантовый выход <фотоионизации, диффузионная длина неосновных носителей заря­да, спектральное положение основной полосы поглощения), от ха­рактеристик р—w-перехода (механизма протекания обратного тока и нем, высоты потенциального барьера, ширины области объемного заряда), от так называемого геометрического фактора (соотношения между диффузионной длиной носителей заряда и глубиной залега­ния р—п-перехода), а также от степени легирования областей полу­проводника по обе стороны р—п-перехода. Из формул (1.16), (1.17) ж (1.18) ясно, сколь большое влияние на форму вольт-амперной характеристики и выходную мощность оказывает последовательное сопротивление элемента, зависящее, в свою очередь, от сопротив­ления, толщины и степени легирования обеих областей полупровод­ника, а Также от формы и места расположения токосъемных кон­тактов. Желание примирить часто взаимно исключающие требова­ния и найти оптимальное компромиссное техническое решение при­вело разработчиков к выбору планарной конструкции солнечного элемента (см. рис. 1.15, а) в качестве основной. С небольшими до­полнениями (введение тянущих полей, изотипного барьера у тыль­ного контакта, замена сплошного тыльного контакта на сетчатый, текстурирование поверхности полупроводника и покрытий, нанесе­ние отражающего слоя на тыльную поверхность) эта конструкция остается в течение многих лет без изменений, во всяком случае для солнечных элементов из монокристаллического кремния с гомоген­ным р—п-переходом, по-прежнему занимающих ведущее положение при применениях как в космических, так и в наземных условиях. ^ Радиационно-защитные теплорегулирующие и просветляющие покрытия для солнечных элементов подробно описаны в моногра­фии [23]. Внешнюю, обращенную к падающему оптическому излу­чению полупроводниковую область солнечного элемента из кремния делают очень тонкой и сильно легируют (до максимальной концен­трации атомов примеси 1020—1021 см"3), например, атомами фосфора.

так что она становится областью гг-типа. Базовую область полупро­водника p-типа чаще всего легируют сравнительно слабо — до кон­центрации атомов примеси 1016—1017 см-3, например, бором (обычно при получении монокристалла). Внешнюю поверхность элементов покрывают занимающей, как правило, 5—7% площади сеткой из токосъемных полос различной конфигурации [5, 13, 21], а на тыль­ной стороне создают сплошной или сетчатый контакт. 4

Разделенные полем р—га-перехода ‘неосновные носители заряда должны попасть во внешнюю цепь (к нагрузке). В верхней п-об­ласти полупроводника, обращенной к свету, избыточные носители заряда передвигаются вдоль слоя, а в базовой области p-типа (см. рис. 1.15, а) поперек слоя. Диффузионная длина неосновных носи­телей заряда в сильнолегированном верхнем слое я-типа обычно составляет 0,2—0,6 мкм, в базовом слое 100—200 мкм, что зависит от концентрации примеси и режима термообработки (число термо­циклов, скорость нагрева и охлаждения, максимальная температура) кристалла при получении иг солнечного элемента в процессе изго­товления (например, при термодиффузии легирующих примесей и операциях нанесения и упрочнения просветляющих покрытий).

Влиянию термообработки на свойства полупроводниковых мате­риалов и солнечных элементов посвящены исследования [72, 73] т а на возможность уменьшения этого влияния путем генерирова­ния вредных примесей из базовой области кремния и осуществле­ния строгого контроля за режимом термообработки указано в рабо­те [74]; эти же вопросы применительно к солнечным элементам из арсенида галлия рассмотрены в публикации [19].

Необходимо отметить, что вследствие многочисленных термооб­работок, которым подвергаются полупроводниковые слои на различ­ных технологических стадиях изготовления солнечных элементов* введения при этом нежелательных примесей и центров рекомбина­ции многие оптические и электрофизические параметры полупро­водникового материала изменяются, отклоняясь от исходных зна­чений. В связи с этим самым точным является определение пара­метров полупроводника в конце технологического цикла. Обычна это делается расчетом по выходным характеристикам солнечных элементов — таким, как вольт-амперная характеристика или спек­тральная чувствительность, а также по некоторым другим, более специфическим, например по вольт-емкостной (изменение емкости элемента от приложенного напряжения) или люкс-амперной (зави­симость основных фотоэлектрических параметров от освещенности), характеристикам. Обычно эти характеристики измеряются в тех случаях, когда солнечные элементы используются в системах авто­матики и оптоэлектронных устройствах, где важную роль играют быстродействие и линейность характеристик яри низких и высоких освещенностях [17, 18].

Малая диффузионная длина в легированном слое диктует необ­ходимость мелкого залегания р—гс-перехода (ушвэрем&иных серий­ных солнечных элементов в интервале 0,3—0,6 мкм). При этом, что­бы обеспечить поглощение всех падающих фотонов солнечного из­лучения с энергией hvT^Eg, толщина базовой области должна быть не менее 200 мкм. Сопротивление базовой области невелико — ток протекает поперек слоя достаточно большого сечения к вплавляе­мому в кремний в инертной атмосфере при температуре 750—800° С сплошному или сетчатому базовому контакту, первый слой которо­го (для уменьшения переходного сопротивления металл—кремний д-типа) часто делается из алюминия, являющегося примесью /ьтипа. Алюминий наносится испарением в высоком вакууме или в виде алюминийсодержащих паст с органическим связующим. Слой алю/• миния перекрывается затем пленками титана, палладия и серебра или никеля и слоем припоя из олова и свинца [20, 73].

Высокое слоевое сопротивление верхнего легированного слоя кремния п-типа, составляющее, как правило, от 50 до 100 Ом/Q преодолевается созданием на внешней поверхности частой металли­зированной сетки токосъемных контактов из тех же материалов, что и тыльный контакт (за исключением слоя алюминия, необхо­димость в котором при контакте к л-слою отпадает). Конфигурацию верхней контактной сетки можно рассчитать по формулам, приве­денным в работах [13, 75, 76]. При изготовлении верхнего токо­съемного контакта возникают другие проблемы: обеспечение доста­точно хорошего омического (невыпрямляющего) контакта, который при нанесении и последующей обработке не пробивал бы очень тон­кий Легированный слой. Эксперимент показывает, что создание ме­таллического слоя целиком на всей внешней поверхности с после­дующим образованием контактного рисунка травлением приводит к появлению микрозакорачивающих участков, уменьшению Rm и росту 10 как в случае монокристаллических, так и тонкопленочных сол­нечных элементов. Этого можно избежать, если наносить контакт­ные полосы через металлические маски [77] или —что очень похо­же по идее — через окна в слое полимерного фоторезиста или про­светляющего покрытия, а также непосредственно через просвет­ляющее покрытие [78]. В любом случае необходимо обеспечить со­прикосновение металла с легированным слоем только в местах бу­дущего контакта.

* При слоевом сопротивлении от 50 до 100 Ом/ □ на внешней по — верхности кремниевого солнечного элемента площадью 2X2 см до­статочно создать один контакт в виде полоски шириной 0,5—1,0 мм по любой стороне элемента и от шести до двенадцати отходящих от него контактных токосъемцых полос шириной 0,05—0,1 мм, что­бы понизить составляющую легированного слоя в общем последо­вательном сопротивлении элемента Rn до значений в диапазоне 0,15—0,2 Ом. Однако при дэ^ень мелкозалегающих р—и-переходах (1=0,15^0,4 мкм),. додрбда**тем, диффузионные профили (распре­деление ко$|№грации примеси по глубине) которых показаня на рис. 1.20 [793.слоевдё сопвд’^иВление возрастает до 500 Ом/СЭи ко-

личество контактных полос на элементе площадью 2X2 см уже уве­личивается до 60 (необходимое низкое сопротивление самой кон­тактной полосы шириной 15—20 мкм достигается при этом путем последующего электрохимического доращивания слоя серебра до толщины 3—5 мкм). Если контактный рисунок на поверхности крем­ниевых солнечных элементов планарной конструкции создан в со­ответствии с расчетом и точной технологией, то вольт-амперные ха­рактеристики резко улучшаются [79] (форма приближается к пря­моугольной), а КПД элементов т) под внеатмосферным Солнцем со­ставляет от 12 до 13,5 % (рис. 1.21).

В последнее время предложен ряд новых материалов для созда­ния контактов к легированным слоям малой толщины, например и& нитридов титана, которые обладают ничтожно малым переходным, сопротивлением с кремнием.