Солнечные элементы: Теория и эксперимент - Фаренбрух А.
Скачать (прямая ссылка):
1 Принимается допущение, что в кваэинейтралыгой области (в данном случае области с координатами х'р <х <Хр) изгиб энергетических эои и, следовательно, электрическое поле пренебрежимо малы и суммарный электрический заряд равен нулю.
Квазинейт- 05ед- Квазииеит-рапьная нвнная ральная
область область область
Инжекция
злектронов
вп
Y^Omu-
'У~Т— pv \ Ерр ческий
v I ' ' контакт
х=0
40
посредством выбора соответствующих граничных условий при решении уравнений переноса для квазинейтральных областей.
Когда рекомбинация носителей заряда в обедненном слое оказывает существенное влияние на ток в области перехода, то допущение, обычно используемое при определении зависимости U(x, V) от напряжения смещения, заключается в том, что диффузионной составляющей тока в обедненном слое пренебрегают. В этом случае в любой точке такого слоя U(х, V) является функцией лишь концентрации носителей и их времени жизни. Интегрирование уравнения (2.1) по всей толщине обедненного слоя (хр < х < хп) позволяет определить соответствующую этому слою составляющую рекомбинационного тока диода. Для нахождения полного тока, протекающего через элемент, эту составляющую необходимо суммировать с токами в квазинейтральных областях.
В гетеропереходах почти всегда наблюдается значительный рекомбинационный ток через энергетические состояния, расположенные на границе раздела двух полупроводников. Его также необходимо учитывать при интегрировании (2.1), например, путем введения эффективной скорости рекомбинации на поверхности раздела. В некоторых случаях (при очень малой толщине обедненного слоя) часть носителей заряда принимает участие в совместном процессе туннелирования и рекомбинации, который может оказаться даже преобладающим в области границы раздела. Существование туннельного тока сказывается на форме вольт-амперной характеристики диода и, в частности, обусловливает специфические особенности поведения характеристики при вариациях температуры.
2.2. ГОМОГЕННЫЕ ПЕРЕХОДЫ
Теоретический анализ свойств переходов, образующихся между и- и p-областями одного и того же материала, оказывается наиболее простым, благодаря чему теория гомогенных переходов разработана довольно подробно. Подобные переходы создают, как правило, посредством перекомпенсации легированного монокристалла при введении в него диффузионным методом легирующей примеси, обеспечивающей проводимость противоположного типа. Так, при диффузии фосфора в легированный бором кремний p-типа образуется тонкий слой материала проводимости и-типа.
В первую очередь мы рассмотрим явления на границе раздела п- и p-областей и свойства идеального резкого перехода. Для определения зависимости темнового тока в области перехода от напряжения смещения в элементах с базой полубесконечной и конечной толщины будет использовано уравнение переноса. Затем мы получим соотношение для дополнительного тока, протекающего через переход при наличии в обедненном слое рекомбинационно-генерационных процессов. Уточнив некоторые теоретические положения (постоянство квазиуровней Ферми внутри обедненного слоя и физический смысл диодного коэффициента А), мы завершим данный параграф кратким обсуждением специфических моделей приборов с изотипным барьером, а также с электрическим полем вблизи тыльной и фронтальной поверхностей.
41
2.2.1. Свойства потенциального барьера в области перехода
При непосредственном контакте двух слоев полупроводникового материала с противоположным типом проводимости происходит обмен носителями заряда, который продолжается до тех пор, пока положение уровней Ферми в обоих слоях не станет одинаковым. Электроны перемещаются из приконтактной области материала и-типа в p-слой, тогда как поток дырок направлен из p-области в материал и-типа. В результате, как показано на рис. 2.2, по обе стороны перехода остаются некомпенсированные доноры и акцепторы. Потенциальный барьер, образующийся в процессе выравнивания уровней Ферми и расположенный внутри двойного слоя некомпенсированных зарядов, препятствует их дальнейшему перераспределению. Обедненные спои имеют резкие границы хп и хр (это приближение оказывается довольно точным), положение которых легко определить. В области пространственного заряда, заключенной между хп и хр, почти не содержится подвижных носителей и поэтому п и р пренебрежимо малы по сравнению с концентрациями доноров и акцепторов. Именно это обстоятельство и позволяет часто называть р — п-переход обедненной областью. В том случае, когда х = 0 соответствует плоскости перехода (рис. 2.3), при сохранении электронейтральности образца
NDxn=-NAxp. (2.2)
Это соотношение справедливо при условии, что внутри обедненного слоя все доноры и акцепторы ионизированы. Напряженность электрического поля в области перехода находится посредством интегрирования уравнения Пуассона d 5 /dx = p/es, где р — плотность объемного заряда; es — диэлектрическая проницаемость полупроводника. Если ND и NA не зависят от координаты, то уравнения для напряженности электрического поля принимают вид
<§(*)=- qNA [х - хр) /е5 при —Хр <х< О
