Физика полупроводниковых приборов Книга 2 - Зи С.
Скачать (прямая ссылка):
выбран кремний р-типа с удельным сопротивлением 2 Ом-см. Все кривые на
рис. 24 при плотностях тока порядка 1 мА/см2 параллельны друг другу.
Наклон d, (In J)/dV составляет ~24 В-1 и не зависит от температуры. Такой
наклон соответствует многоступенчатому туннелированию внутри
гетероперехода. Значения к. п. д. лежат в диапазоне 12- 15 %. Для
солнечных элементов я-ITO/p-InP в условиях АМ2 к. п. д. = 14 % [30].
422
Глава 14
faо, 6f2 ?по, зев
p-n (Wi7/10 f7) р /Hz6af-x As (10i6)
hi)
1,92эВ
та
-----'L
р-п (,W,r/wn)
Sfto, H1 ^aO,BSff
p-n (10fff/f0fg)
п-GaAs j (подложка) 1
Резкий \ переход с подложкой
0,95э8
0,84 мкм 0,96 мкм 1,4 мкм 1,54 мкм
Рис. 25. Идеализ ированнг ш диаграм MS ~*-0,1 мкм энергетически.
х зон каскадно] го солнеч
Для получения высокой эффективности преобразования был предложен
каскадный солнечный элемент с гетеропереходами [31]. Идеализированная
зонная диаграмма этого элемента показана на рис. 25. Прибор состоит из
широкозонного (Ей = 1,59) и узкозонного (Eg = 0,95 эВ) элементов,
последовательно соединенных туннельным диодом на гетеропереходе.
Туннельный диод создается во время единого цикла изготовления такой
монолитной структуры. На рисунке также показана лицевая
гетероповерхность, которая служит оптическим окном и позволяет снизить
потери от поверхностной рекомбинации. Свет, который проходит первый
элемент, не поглощаясь в нем, не поглотится также в сверхтонком
туннельном диоде, а приведет к генерации и коллектированию носителей в
узкозонном элементе. Оптимизировав соотношение между запрещенными зонами
этих двух элементов, можно уравнять значения их рабочих токов. При этом
предельное теоретическое значение к. п. д. в условиях АМ1,5 при комнатной
температуре оказывается выше 30 %.
Солнечные батареи
423
14.4.2. Солнечные элементы на барьерах Шоттки и МДП-структурах
Основные характеристики диодов с барьерами Шоттки рассматривались в гл.
5. На рис. 26 представлена диаграмма энергетических зон освещенного
солнечного элемента с барьером Шоттки. При этом слой металла должен быть
достаточно тонким, чтобы основная доля света достигала полупроводника.
Можно выделить три компоненты фототока. Одна из них обусловлена
поглощением в металле фотонов с энергией hv ->¦ qq>B (qq>B - высота
барьера), что вызывает возбуждение дырок через барьер в полупроводник
(эта компонента на рис. 26 обозначена цифрой /). Как уже говорилось в гл.
5, этот процесс используется для фотоэлектрических измерений высоты
барьера. Попадающий в полупроводник коротковолновый свет поглощается
главным образом в обедненном слое (соответствующий фототок на рис. 26
обозначен цифрой 2). Длинноволновый свет, поглощаясь в нейтральном объеме
полупроводника, создает электронно-дырочные пары; затем электроны, так же
как и в случае обычного р-я-перехода, диффундируют к краю обедненного
слоя, где происходит их коллекти-рование (этот фототок на рис. 26
обозначен цифрой 5). В условиях, типичных для работы солнечных элементов,
возбуждение светом носителей из металла в полупроводник составляет менее
1 % полного фототока, и поэтому этим процессом можно пренебречь.
К преимуществам солнечных элементов с барьерами Шоттки относится: 1)
изготовление таких элементов при низких температурах, поскольку отпадает
необходимость в проведении высокотемпературной операции - диффузии; 2)
применение данной технологии при создании поликристаллических и
тонкопленочных солнечных элементов; 3) высокая радиационная стойкость
элементов, поскольку вблизи их поверхности существует сильное
V/
Металл р-типа
Рис. 26. Диаграмма энергетических зон освещенного солнечного элемента с
барьером Шоттки.
424
Глава 14
электрическое поле; 4) большой выходной ток и хороший спектральный
отклик, что также обусловлено непосредственным примыканием обедненного
слоя к поверхности полупроводника* вследствие чего ослабляется негативное
влияние малых времен жизни и высокой скорости поверхностной рекомбинации.
Две основные компоненты спектрального отклика и фототока связаны с
генерацией носителей в обедненном слое и в электро-нейтральной базовой
области. Коллектирование носителей в обедненном слое происходит так же,
как и в р-я-переходе. Сильное поле в обедненном слое выносит из него
генерируемые светом носители еще до того, как они успевают
рекомбинировать, вследствие чего фототок оказывается равным
Jdr = qT (к) F (к) 11 - ехр ( - aW)], (41)
где Т (к) - коэффициент пропускания металлом монохроматического света с
длиной волны к. Фототок, создаваемый генерацией носителей в базовой
области, описывается выражением, идентичным формуле (26), в которой
величина (1 - R) должна быть заменена на Т (к), a a (xt + W) - на aW.
Если тыловой контакт является омическим и толщина прибора гораздо больше
диффузионной длины И' ;> Lp, выражение для фототока базовой области можно
упростить и представить в виде
Jn = qT (к) F (к) [aLj(aLn -f 1)] ехр (~aW). (42)
Полный фототок равен сумме выражений (41) и (42). Видно, что
