Солнечные элементы: Теория и эксперимент - Фаренбрух А.
Скачать (прямая ссылка):
При освещении неосновные носители (дырки) притягиваются к границам электрическими полями, существующими в обедненной области, нейтрализуют ловушки и тем самым значительно понижают высоту потенциального барьера, при этом дополнительно повышается концентрация свободных электронов. Высота потенциального барьера при Ngb = = 1013 см-2 и Nd = 1016 см-3 снижается примерно с 0,5 до 0,07 эВ соответственно в темноте и при интенсивности освещения, эквивалентной однократной солнечной облученности [Card, Yang, 1977]. Установлено, что потенциальные барьеры на границе зерен перестают влиять на проводимость поликристаллических образцов n-Si при освещении, эквивалентном однократной солнечной облученности.
Перечень значений потенциальных барьеров для наиболее распространенных полупроводниковых материалов приведен в табл. 6.1.
Потенциальные профили на границах раздела могут быть непосредственно определены с помощью механических потенциальных ультрамикрозондов, а косвенным образом — исходя из емкостных измерений или регистрации наведенных токов. Один из интересных бесконтактных методов определения потенциала — измерение абсолютного сдвига энергетического положения Оже-пика примеси (углерода) на поверхности [Cohen е. а., 1979]. Этим методом установлен потенциальный профиль на межзеренной границе в бикристалле GaAs.
6.2.3. Электропроводность поликристаллических материалов
Межкристаллитные потенциальные барьеры являются препятствием для прохождения носителей заряда в поликристаллических слоях и в ряде случаев значительно снижают подвижность носителей по сравнению с мо-нокристаллическими материалами. В пленках, толщина которых сравнима с размером зерен, межзеренные потенциальные барьеры оказывают более существенное влияние на проводимость в плоскости, параллельной пленке, чем поперек нее. Если тонкая пленка, входящая в состав гетеропере-
ходного солнечного элемента, покрыта проводящим слоем и, следова-15 — Зак. 609 225
тельно, электрический ток может проходить поперек нее вдоль столбчатых кристаллитов, поликристалличность в этом случае не играет существенной роли. Однако если линии собираемого тока проходят вдоль пленки, вклад межзеренных барьеров в последовательное сопротивление солнечного элемента становится весьма существенным.
Даже когда высота потенциального барьера на границе зерен практически равна нулю (как, например, на границе когерентных двойников), такая граница тем не менее может оказаться диффузно рассеивающей поверхностью. Для невырожденного полупроводника справедлива следующая упрощенная модель. Если длина свободного пробега носителей заряда между столкновениями с границами зерен равна у тогда время между ними составляет примерно т = y/v, где v = (2кТ/т*)1'2. Поскольку ц = дт/т*, то в итоге для подвижности носителей заряда получается выражение
H = qyl(2kTm*)l>2. (6.6)
Таким образом, подвижность должна зависеть от температуры по закону ~Т~11 . При у = 0,1 мкм и ш* — 0,1 m из (6.6) следует, что р = = 5800 см2/(В-с). Таким образом, при средних размерах зерен их границы с нулевым потенциальным барьером практически не влияют на проводимость.
Однако в большинстве поликристаллических материалов потенциальные барьеры на межзеренных границах достаточно велики и оказывают существенное, а во многих случаях доминирующее влияние на перенос носителей заряда. В качестве иллюстрации будет рассмотрен перенос носителей заряда вдоль пленки с поперечными межзеренными границами. При этом предположим, что: 1) обедненная область не захватывает целиком зерна; 2) рассеянием в этой области можно пренебречь (приближение Бете в диодной теории Шоттки); 3) перенос заряда вдоль межзеренных границ можно не учитывать, и задача поэтому сводится к одномерному случаю1; 4) значение Vd остается постоянным при подаче внешнего смещения. Падение напряжения Д V на каждом зерне определяется из соотношения
AV = AV + Jpg (у — 2 Wd),
где pg = Ij(qnHg) - удельное объемное сопротивление зерна (рис. 6.6). Падение напряжения на всей пленке (длина которой у)
m m
F= 2 AV' = 2 [AV + Jpg (7- 2Wd)) = mAV+Jpgy[ 1 -2 Wdh] ,
где m = yjy — число зерен вдоль пленки. Если ввести понятие об эффективной подвижности носителей ^eff в пленке, то выражение для падения напряжения на всей пленке можно переписать в виде
V = Jy/(qntxeff)=yAV/(y)+Jy[ 1 - 2 Wj/y] !(qnvg), (6.7)
1 В любом реальном поли кристаллическом материале необходимо учитывать
проводимость вдоль межзеренных границ, и проблема сводится уже к решению двумерной или трехмерной задачи | Blount е. u.. 1970; Gliosh е. а.. 1980а ].
226
Рис. 6.6. Одномерная зониая энергетическая модель по-ликристаллического материала при подаче на него внешнего электрического смешения. Показан случай, когда большая часть падения напряжения Д V на отдельной межкристаллитной границе приходится на об-ратносмещеиную (левую) сторону каждого барьера
и, следовательно,
Veff- UJ-*)) + |1 -(2^/7)]/^}. (6.8)
При анализе падения напряжения Д V на межзеренной границе используют диаметрально противоположные модели. В первой из них плотность поверхностных состояний N*b не изменяется при приложении относительно небольших напряжений смешения, а во второй предполагаемое увеличение N*b с ростом внешнего напряжения, при котором высота потенциального барьера остается фиксированной вблизи значения, соответствует нулевому смещению, вплоть до невысоких значений напряжений. При малом падении напряжения (Д V ?kT/q) на каждой отдельной межзеренной границе обе модели дают одинаковые результаты. Этому случаю отвечает режим работы высокоэффективного солнечного элемента с очень низким последовательным сопротивлением. Ввиду информативной ценности исследований проводимости через межзеренную границу при более высоких напряжениях далее будут кратко рассмотрены обе модели.
