Измерение тока короткого замыкания солнечного элемента одновре­менно с исследованием спектрального состава ц плотности падаю­щего на элемент оптического излучения позволяет сделать вывод об эффективности различных стадий процесса преобразования излуче­ния в электрическую энергию, происходящих 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

/кз2(М=^кзі(Я)/(1~г(Я)),

где /кз2(Я), Ікзі(К) —ток короткого замыкания солнечного элемен­та при заданной интенсивности соответственно поглощенного и па­дающего излучения; г(X) — коэффициент однократного отражения. Все три величины отнесены к одной и той же определенной длине волны.

Для нахождения г(Х) необходимо знать п и А;, а в области основ­ной полосы поглощения, где к мало, достаточно иметь лишь данные о показателе преломления п. Для сравнительно малоизученных полу­проводников, когда известно только значение ширины запрещен­ной зоны Eg и оптические константы еще не определены, мож­но воспользоваться для вычисления п эмпирическим правилом Мосса [25]:

Egnk—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 (>Эф. Если N0 — число квантов, падающих на единицу поверхности полупроводника, то

фэф — /к S2/N

где Іц з 2 измеряется в электронах в секунду, а фэф выражается в электронах на квант (фотон).

Эффективный квантовый выход элемента зависит от двух пара­метров:

&Ф=Рї, (1.12)

где р — квантовый выход внутреннего фотоэффекта, определяемый числом пар электрон—дырка, создаваемых внутри полупроводника каждым поглощенным квантом за счет процесса фотоионизации; 7 — эффективность собирания носителей (или, иначе, коэффициент разделения носителей) потенциальным барьером р—«-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. Результаты выполненных с высокой точностью измерений квантового выхода внутреннего фотоэффекта для кремния пред­ставлены в работе [61] и подробно обсуждены в публикации [62]. Для этих измерений была собрана прецизионная установка, позво­лявшая одновременно измерять ток короткого замыкания полупро­водниковых кристаллов с р—/г-переходом и суммарное (диффуз­ное + зеркальное) отражение от их поверхности. Спектр падающего на кристалл оптического излучения измерялся 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 0,254 мкм) регистрировалось

1.4. Преобразование излучения в электроэнергию ■ 11 1 -■■■- … ……………………………….. " 1 ………….. ………………… — — ……………………………. …….. ……… ■■■

пластинкой с люминофором и установленным за ней фотоумножи­телем.

Квантовый выход внутреннего фотоэффекта рассчитывался па формуле

{*=/к31/(1-г)дЛ^, (1.13)

где q — заряд электрона, поскольку /к 31 выражен в энергетических единицах.

Эти измерения^ были выполнены на кристаллах с р—я-переходом, в которых фотоэлектрический эффект обнаруживается сразу — па генерируемому в цепи току без приложения внешнего смещения. Обеспечивались условия, когда эффективность собирания носителей 7=1 (или но крайней мере сохраняет постоянное значение во всем использованном диапазоне спектра), чтобы при расчете можно было пользоваться формулой (1.13). В связи с этим для экспериментов выбирались кристаллы с большой диффузионной длиной неосновных носителей заряда в верхнем легированном слое Ьл, Глубина зале­гания р—/г-перехода 1Л была небольшой, и соблюдалось условие ЬЛ>1Л. К тому же эксперименты проводились только в видимой и ультрафиолетовой областях спектра.

В результате анализа полученных экспериментальных данных был сделан вывод, что в широком диапазоне энергии падающих квантов (EgChv<2Eg) квантовый выход, обусловленный фотоиони­зацией, р в кремнии равен единице. При большой энергии квантов падающего излучения (fev>2£*, т. е. в ультрафиолетовой области спектра) начинал резко возрастать, что, вероятно, объясняется процессом ударной ионизации — возникновением вторичных пар электрон—дырка за счет избыточной кинетической энергии первич­ных пар.

Таким образом, можно считать, что первый акт взаимодействия оптического излучения с полупроводником (внутри кристалла) про­исходит практически без потерь, с эффективностью, близкой к 100 % г в широкой области спектра. Однако в большинстве полупроводни­ков, использующихся для создания солнечных элементов, несмотря на равный единице квантовый выход фотоионизации (а также при 7>1 в ультрафиолетовой области) с увеличением энергии квантов возрастают потери в расчете на энергию одного кванта "в силу ко­нечного значения ширины запрещенной зоны обычного полупровод­никового материала [63]. Переход к солнечным элементам более — сложной структуры, например на основе каскадных систем, или к элементам с контролируемым градиентом ширины запрещенной зоны по глубине (большой у поверхности полупроводника и уменьшаю­щейся в глубь материала, что отвечает спектральной зависимости коэффициента поглощения) позволяет полностью избавиться от та­ких оптических и энергетических потерь и увеличить КПД преоб­разования солнечного излучения в электрическую энергию.