^ 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].