Тонкопленочные солнечные элементы

Достоинствами тонкопленочных ФЭПов на основе a-Si: H является бо-

лее высокая проработанность технологии, отсутствие экологических проблем, как в случае CdTe (Cd – токсичный материал), и использование доро-

гих материалов, как в случае Cu (In, Ga) Se2. Кроме того, следует отметить,

что ФЭПы на основе a-Si: H благодаря характеристикам аморфного кремния

(температурный коэффициент и спектральная зависимость коэффициента поглощения) обеспечивают более высокую эффективность преобразования солнечной энергии при температурах 40–60 °С и в условиях облачности.

2.2. Основные элементы фотовольтаических систем

Большинство фотовольтаических систем представляют собой плоские солнечные преобразователи, в которых солнечная энергия собирается непосредственно модулями. Такие системы являются, как правило, статичными с фиксированной ориентацией, но может использоваться и система слежения за солнцем.

Вцелом фотовольтаические системы состоят из модулей, т. е. соединения отдельных солнечных элементов, генерирующих электричество, так называемого баланса системы (balance-of-system – BOS), т. е. части фотовольтаической системы за исключением солнечных элементов, включающей кабельное соединение, опорные конструкции, аккумуляторы, контролер заряда, электронную часть, преобразователь постоянного в переменный ток и др. Некоторые из компонент баланса системы не являются обязательными для фотовольтаических систем. Например, в состав большинства автономных фотовольтаических систем входят аккумуляторы, которые заряжаются в дневное время суток, в то время как солнечные элементы работают и снабжают потребителей электроэнергией в темное время суток. При этом аккумуляторы могут отсутствовать в системах, подключенных к центральной энергетической сети, которая в данном случае является «виртуальным аккумулятором».

Всостав фотовольтаических систем с концентрацией излучения входят системы точного слежения за Солнцем. Причем точность слежения должна повышаться с увеличением концентрации излучения. В этом случае требуется создание специальных опорно-поворотных устройств, оснащенных датчиками положения Солнца и электроприводами. В таких фотовольтаических системах требуется принудительное охлаждение, для чего при невысоких концентрациях излучений используются медные радиаторы. В случае

высоких концентраций требуется уже водяное охлаждение.

11

12

2.3.1. Диффузионный ток

Обусловленный инжекцией дырок из p-области в n-область и электронов из n-области в p-область диффузионный ток может быть найден с по-

мощью известной формулы Шокли, характеризующей вольт-амперную характеристику идеального диода.

При вычислении вольт-амперной характеристики используются следующие допущения [13]:

1)контактная разность потенциалов и приложенное напряжение уравновешены двойным заряженным слоем с резкими границами, вне которых полупроводник считается нейтральным;

2)в обедненной области справедливы распределения Больцмана;

3)плотность инжектированных неосновных носителей мала по сравнению с концентрацией основных носителей;

4)в обедненном слое отсутствуют токи генерации (через него протекают постоянные электронный и дырочный токи).

Согласно соотношению Больцмана в состоянии равновесия

где , — потенциалы, соответствующие середине запрещенной зоны и уровню Ферми ( –Ei /e; –EF /e).

Поскольку в состоянии теплового равновесия справедливы выражения

(2.1) и (2.2), то произведение рn равно ni2. При подаче на переход напряже-

ния по обеим его сторонам происходит изменение концентрации неоснов-

ных носителей и произведение рп уже не равно ni2. При наличии внешнего источника напряжения определим

где n, p — квазиуровни Ферми для электронов и дырок соответственно

(рис. 2.4).

13

Рис. 2.4. Зонная диаграмма p–n-перехода: а – прямое смещение; б – обратное смещение

При прямом смещении ( p – n) > 0 и pn > ni2, а при обратном смеще-

нии ( p – n) < 0 и pn < ni2.

Уравнения для плотности электронного и дырочного токов в полупроводнике в общем виде имеют полевую и диффузионные (обусловленную градиентом концентрации) составляющие:

где n, p — подвижности электронов и дырок; E — электрическое поле;

Dn, Dp — коэффициенты диффузии электронов и дырок.

Из выражений (2.6) и (2.3) с учетом того, что E – , получим

14

Аналогично для дырочного тока

Jp e p p p.

Таким образом, плотности электронного и дырочного токов пропорциональны градиентам квазиуровней Ферми для электронов и дырок соот-

ветственно. В состоянии теплового равновесия n = p = const и Jn = Jp = 0.

Из выражения (2.5) можно получить концентрацию электронов на границе обедненного слоя в р-области перехода х = −хр (см. рис. 2.4):

где np0 — равновесная концентрация электронов в р-области.

Аналогично для концентрации дырок на границе обедненного слоя в n-области перехода при х = хn:

где pn0 — равновесная концентрация дырок в n-области.

Уравнения (2.7) и (2.8) являются граничными условиями для вычисления вольт-амперной характеристики.

Встационарномсостоянииуравнениянепрерывностизаписываются ввиде

где R — результирующая скорость рекомбинации.

Поскольку в первом приближении соблюдается зарядовая нейтраль-

ность, то nn – nn0 pn – рn0. Умножая уравнение (2.9) на ppn и уравнение

(2.10) на nnn и учитывая соотношение Эйнштейна D = (kT/q) , получим

nn / Dp pnDn

15

В случае малого уровня инжекции (т. е. при рп << пп пп0 в полупро-

воднике n-типа) уравнение (2.11) упрощается:

В нейтральной области, где отсутствует электрическое поле, уравнение (2.12) существенно упрощается:

Решение уравнения (2.13) с граничными условиями, задаваемыми вы-

ражением (2.8), при условии рn(х = ) = рп0 имеет вид

где Lp Dp p .

В результате при х = хn плотность дырочного тока

Аналогично, рассматривая р-область, получим плотность электронного тока

Общий ток через переход равен сумме токов Jp и Jn (см. (2.14) и (2.15)).

Принимая во внимание, что разность электростатических потенциалов на p–n-переходе определяется величиной V = p – n, получаем для общего диффузионного тока

16

2.3.2. Рекомбинационный ток

Рекомбинационный ток через p–n-переход солнечной батареи обу-

словлен рекомбинацией электронов и дырок через глубокие уровни в области объемного пространственного заряда. Электроны из n-области не прони-

кают в p-область, а захватываются глубокими уровнями в области объемного заряда p–n-перехода. На эти же уровни попадают и дырки из p-области.

В результате рекомбинации носителей глубокие уровни освобождаются, и процесс может повториться.

Использование статистики Шокли — Рида — Холла позволяет получить следующее выражение для рекомбинационного тока:

где I02 — ток насыщения; W — ширина обедненной области; n0, p0 —

время жизни неосновных носителей электронов и дырок в p- и n-области соответственно; m — коэффициент идеальности; Aj — площадь поперечно-

го сечения.

Для I02 можно также записать

Величина коэффициента m изменяется от 1 до 2 в зависимости от положения глубокого уровня в запрещенной зоне. В частности, m = 2, когда рекомбинация электронно-дырочных пар происходит на уровне в середине запрещенной зоны, и m < 2, когда рекомбинационный центр расположен не в середине запрещенной зоны.

Диффузионный ток в бо́льшей степени зависит от температуры, чем рекомбинационный, поскольку Id ni2eeUkT, а Ir ni eeUkT. Для типич-

ных кремниевых солнечных батарей на основе p–n-перехода инжекционный ток находится в диапазоне от 10–8 до 10–12 А/см2, в то время как величина рекомбинационного тока зависит от плотности рекомбинационных центров в области объемного пространственного заряда. Наличие реком-

17

бинационного тока в темновом токе заметно при малых и средних прямых смещениях и уменьшается при высоких прямых смещениях. Для солнечных батарей на основе высококачественных полупроводников рекомбинационным и туннельным токами можно пренебречь.

2.4.Солнечный элемент под освещением

2.4.1.Фотовольтаический эффект в p–n-переходах

На p–n-переходах существует контактная разность потенциалов [14]–[16].

Этот потенциальный барьер обусловлен электрическим полем, которое появляется в результате диффузии основных носителей заряда через p–n-

переход. При термодинамическом равновесии положение уровня Ферми во всей системе постоянно и энергетическая схема p–n-перехода отображена на рис. 2.5. В этом случае токи обусловлены свободными носителями заряда, генерируемыми за счет теплового возбуждения, и в равновесии сум-

марный ток равен 0.

Рис. 2.5. Энергетическая схема p–n-перехода и токи носителей заряда при термодинамическом равновесии (а) и освещении (б), (в)

Предположим теперь, что на p–n-переход падают фотоны с энергией,

большей, чем ширина запрещенной зоны. В результате поглощения фотона возникает электронно-дырочная пара. Под действием внутреннего поля в p–n-переходе созданные светом носители заряда движутся в противопо-

ложных направлениях: дырки — в p-область, а электроны — в n-область.

Эти перешедшие через p–n-переход носители заряда создадут добавочный ток. Так как перешедшие в p-область избыточные дырки уменьшают отри-

цательный объемный заряд, то энергетические уровни в p-области снижа-

ются, в результате чего происходит понижение потенциального барьера.

18

Следовательно, разделение фотогенерированных носителей электрическим полем в приконтактной области p–n-перехода приводит к возникновению разности потенциалов, приложенной к p–n-переходу в прямом направле-

нии, называемой фотоЭДС. Это эквивалентно приложению напряжения U

в прямом направлении к неосвещенному p–n-переходу.

Электроны из n-области и дырки из p-области, преодолевая понижен-

ный потенциальный барьер, будут инжектированы в другую область, где они станут неосновными носителями заряда и рекомбинируют. При этом токи,

обусловленные инжектированными носителями заряда, направлены из p-

в n-область. Стационарное состояние установится тогда, когда число созда-

ваемых светом электронно-дырочных пар сравняется с числом носителей заряда, уходящих через пониженный потенциальный барьер p–n-перехода.

Если p–n-переход соединен с внешней цепью, то можно измерить фотоЭДС.

Следовательно, освещенный p–n-переход действует как фотоэлемент.

Процесс преобразования солнечной энергии в электрическую можно ус-

ловно разбить на четыре стадии: 1) поглощение света; 2) генерация электрон-

но-дырочных пар; 3) разделение носителей заряда p–n-переходом; 4) сбор но-

сителей заряда на электродах.

Эти четыре стадии преобразования солнечной энергии можно выделить в работе практически всех существующих солнечных элементов. Непродук-

тивная работа любой из этих стадий приводит к понижению эффективности преобразования энергии солнечного элемента в целом.

2.4.2. Вольт-амперная характеристика

солнечного элемента под освещением

Величину фотоЭДС, которая устанавливается в состоянии равновесия при освещении перехода излучением постоянной интенсивности, можно по-

лучить из уравнения вольт-амперной характеристики (см. уравнение (2.16)). Эквивалентная схема идеального солнечного элемента на основе p–n-пе- рехода представлена на рис. 2.6. Через p–n-переход течет ток, который ра-

вен Is eeU/kT 1 . Ток насыщения Is для идеального фотоэлемента опре-

деляется выражением (2.17). P–n-переход шунтируется нагрузкой (сопротивление R), в которую отбирается ток I . Параллельно p–n-переходу расположен генератор тока с силой тока Iф, описывающий возбуждение не-

равновесных носителей солнечным излучением.

19

Уравнение ВАХ остается справедливым при освещении фотоэлемента светом произвольного спектрального состава, изменяется лишь значение фототока Iф.

20