Тонкопленочные солнечные элементы

2.5.2. Влияние температуры и радиации

на параметры солнечных элементов

При увеличении температуры диффузионные длины в Si и GaAs воз-

растают, поскольку коэффициент диффузии не изменяется либо увеличивается, а время жизни неосновных носителей возрастает при повышении

42

жением (2.22) напряжение холостого хода Ux. x имеет логарифмическую за-

висимость от интенсивности излучения.

В космических условиях выходная мощность солнечных элементов понижается в связи с тем, что облучение частицами высоких энергий на удаленных орбитах приводит к образованию дефектов в полупроводнике.

Из выражений (2.37) и (2.40) видно, что фототок снижается с уменьшением диффузионных длин Ln и Lp. Время жизни избыточных неоснов-

ных носителей при облучении полупроводника частицами высоких энер-

гий меняется по закону

0

где 0 — исходное время жизни; K1 — постоянная; Ф — доза радиации.

Из выражения (2.46) следует, что скорость рекомбинации неосновных носителей пропорциональна исходной концентрации рекомбинационных центров и их концентрации, вводимой в полупроводник в процессе облучения и пропорциональной дозе попадающих на полупроводник частиц.

Поскольку диффузионная длина равна D , a D слабо зависит от облучения

(или от уровня легирования), соотношение (2.46) можно записать в виде

где L0 — исходная диффузионная длина; K = K1/D.

Для повышения радиационной стойкости в солнечные элементы вво-

дится литий, который легко диффундирует и образует комплексы с радиационными точечными дефектами. Очевидно, Li нейтрализует дефекты и препятствует деградации времени жизни. Для снижения числа частиц высоких энергий, достигающих элемента в космическом пространстве, перед лицевой поверхностью элемента должно помещаться защитное покрытие (например, содержащая церий тончайшая бумага).

2.5.3. Соединение отдельных солнечных элементов

Отдельные солнечные элементы на практике не используются. От-

дельный солнечный элемент имеет низкие значения Iк. з и Uх. х, в частно-

сти, кремниевый СЭ площадью 2 см2 — напряжение холостого хода 0,5– 0,6 В и ток короткого замыкания от 30 до 60 мА.

44

Если необходимо обеспечить высокие значения тока, используется па-

раллельное соединение солнечных элементов (рис. 2.27). Вольт-амперные характеристики солнечных батарей с различным количеством параллельно соединенных солнечных элементов представлены на рис. 2.28.

Для обеспечения высоких значений напряжения применяется последовательное соединение солнечных элементов (рис. 2.29). Вольт-амперные ха-

рактеристики солнечных батарей с различным количеством последовательно соединенных солнечных элементов представлены на рис. 2.30.

Последовательно-параллельное соединение элементов в большую́ ба-

тарею позволяет подводить к нагрузке одновременно большие́ напряжения и токи.

45

3. СВОЙСТВА АМОРФНОГО ГИДРОГЕНИЗИРОВАННОГО

КРЕМНИЯ И СПЛАВОВ НА ЕГО ОСНОВЕ

Положили начало широкому исследованию аморфных тетраэдрических полупроводников работы У. Спира и П. Ле Комбера [23], [24]. В 1973 г. ученые обнаружили, что пленки аморфного кремния, получаемые путем раз-

ложения моносилана SiH4 в плазме тлеющего разряда, обладают необычно высокими электронными свойствами. В 1975 г. они отметили, что свойства пленок a-Si: H можно изменять в широких пределах путем контролируемо-

го введения в газовую фазу небольших добавок диборана B2H6 или фосфи-

на PH3. В 1976 г. Д. Карлсоном и К. Вронски были впервые созданы сол-

нечные элементы на основе a-Si: H (КПД СЭ составлял 2,4 %), после чего началось активное развитие области применения аморфных полупроводни-

ков [25]–[30].

Впервые солнечный элемент на основе p–i–n-структуры был изготовлен в 1980 г. группой ученых Хамакава. В том же году фирма «Sanyo»

впервые использовала СЭ на основе a-Si: H в коммерческих целях для питания ручных калькуляторов, началось массовое производство солнечных элементов на основе аморфного кремния.

К достоинствам а-Si: Н относятся:

•дешевизна устройств на его основе и их технологическая совместимость с устройствами на основе монокристаллического кремния c-Si;

•возможность получения тонких пленок практически на любых подложках — в отношении как материала, так и размеров;

•радиационная стойкость, обеспечивающая стабильную работу приборов в условиях воздействия жесткого ионизирующего излучения;

•более высокие по сравнению с монокристаллическим кремнием коэффициент поглощения и фоточувствительность, обусловленные разупорядоченностью структуры a-Si: H и наличием в ней водорода.

3.1. Атомная структура неупорядоченных

тетраэдрических полупроводников

В неупорядоченных полупроводниках, в отличие от кристаллических,

отсутствует дальний порядок [25]–[30]. Вместе с тем установлено, что в неупорядоченных полупроводниках существует ближний и средний по-

рядок. Для полупроводниковых материалов с преобладанием ковалентного

46

типа химических связей ближний порядок определяется взаимодействием ковалентно связанных атомов и распространяется на первую и частично вторую координационные сферы. Средний порядок определяется взаимо-

действиями электронов неподеленных пар, ван-дер-ваальсовым взаимодей-

ствием и формируется атомами, входящими частично во вторую координа-

ционную сферу и координационные сферы более высоких порядков.

Для аморфных полупроводников с тетраэдрической координацией их кристаллических аналогов первое координационное число остается близ-

ким к четырем (4 ± 0,1), радиус первой координационной сферы соответст-

вует (с отклонениями, как правило, не более 0,06 Å) межатомному расстоя-

нию в кристалле. Это свидетельствует о сохранении тетраэдрической структуры материалов в твердом некристаллическом состоянии. Однако упаковка тетраэдров в аморфной и кристаллической фазах различна, что вызывает потерю дальнего порядка в аморфной фазе.

В настоящее время для описания атомной структуры неупорядочен-

ных тетраэдрических полупроводников, как правило, используют модели непериодической непрерывной сетки с произвольным значением двугран-

ного угла, определяющий угол скручивания двух соседних тетраэдров.

Центрами этих тетраэдров являются соседние атомы, а скручивание проис-

ходит вокруг оси — линии вдоль связи, соединяющей эти атомы. Произ-

вольные значения двугранных углов приводят к существованию наряду с шестичленными пяти- и семичленных колец, что сопровождается некото-

рым изменением длин и углов связей. В такой трехмерной сетке содержит-

ся значительное число структурных дефектов в виде оборванных связей.

Введение в аморфный кремний атомов водорода кардинально меняет свойства материала. С увеличением содержания водорода радиус первой координационной сферы остается неизменным, а первое координационное число и плотность материала уменьшаются. Уменьшение первого коорди-

национного числа связано с замещением части связей кремний-кремний

(Si-Si) на связи Si-H и Si-H2. Однокоординированные атомы водорода на-

сыщают химическую связь атома кремния.

В пленках a-Si:H в зависимости от условий получения содержатся два типа связей водорода [31], [32]: первый (обязательный) связан с наличием случайным образом распределенного моногидрида Si-H, второй — обу-

словлен присутствием полигидридов типа (Si-H)n, где n > 1, и кластериро-

47

ванного Si-H. Полигидридные конфигурации обнаруживаются в пленках с выраженной микроструктурой и характерны для соединительной ткани между колоннами.

Благодаря периодической структуре кристаллического материала но-

сители заряда могут иметь большую длину свободного пробега до взаимо-

действия с несовершенствами решетки, что определяет высокую подвиж-

ность электронов и дырок. Формирование неупорядоченной сетки атомов приводит к тому, что в a-Si:H подвижность носителей заряда значительно ниже, чем в кристаллическом кремнии. Подвижность электронов находит-

ся на уровне 10 см2/В с и на два порядка выше подвижности дырок.

3.2. Модель энергетического спектра носителей заряда

Несмотря на то, что до настоящего времени единой теории некристалли-

ческих материалов не существует, многие оптические и фотоэлектрические свойства могут быть объяснены исходя из представлений о зонном распреде-

лении энергетических состояний в аморфных полупроводниках [25]–[30], [33]. Однако отсутствие дальнего порядка приводит к существенному отли-

чию структуры энергетических зон кристаллических и неупорядоченных по-

лупроводников. В связи с этим перед рассмотрением собственно оптического поглощения в аморфных полупроводниках необходимо представить особен-

ности структуры энергетических зон в неупорядоченных полупроводниках.

В них отсутствует дальний порядок, поэтому основные положения зонной теории кристаллов в данном случае оказываются неприменимыми.

В начале 50-х годов А.Ф. Иоффе сформулировал эмпирическое прави-

ло, из которого следует, что за полупроводниковые свойства в материалах отвечает ближний порядок. Сохранение ближнего порядка в неупорядо-

ченных полупроводниках объясняет зонный характер распределения в них энергетических состояний.

Аморфные материалы, так же как идеальные полупроводники, имеют делокализованные состояния, благодаря которым электроны и дырки могут свободно перемещаться. Однако отсутствие дальнего порядка приводит к тому, что для них длина свободного пробега значительно ниже, чем в кри-

сталлическом материале. Когда эта зависящая от энергии длина свободного пробега становится сравнимой с межатомным расстоянием, носители заряда локализуются.

48

Исследования об электронной структуре аморфных полупроводников и предположение о наличии хвостов зон в некристаллических полупроводниках были представлены А. И. Губановым в 1963 г. [34].

Конкретные расчеты и оценка реальных неупорядоченных систем были проведены в работах Мотта [26]–[28], [30], [35]. Согласно идеям Мотта в неупорядоченных полупроводниках должны существовать хвосты локализованных состояний на краях валентной зоны и зоны проводимости, а также граничные энергии, разделяющие локализованные состояния от распространенных [35]. На основе этих исследований было разработано несколько

разупорядочения аморфного полупроводника они увеличиваются и в модели Мотта–Дэвиса имеют экспоненциальное распределение. Пик глубоких состояний описывается гауссовым распределением.

В идеальном кристалле энергетические состояния не могут существовать внутри запрещенной зоны, а в аморфном полупроводнике имеется неко-

торое множество локализованных состояний. Носители могут перемещаться с локализованных состояний только в том случае, если они получат дополни-

тельную, значительную энергию. В результате отношение подвижностей носителей заряда по делокализованным и локализованным состояниям превы-

шает три порядка. Поэтому диапазон энергий от EV до EC называется в аморфных полупроводниках щелью подвижности. Именно этот аналог запрещенной зоны, энергетической щели в кристаллических полупроводниках и обеспечивает наличие полупроводниковых свойств у аморфных материалов. В кристалле оптическая и электронная энергетические щели равны.

49

h0exp ,E0

где 0 — предэкспоненциальный фактор; h — энергия фотона; E0 — энер-

гия (параметр) Урбаха;

Вблизи края поглощения преобладают оптические переходы с участием экспоненциально распределенных состояний хвостов зон. При этом ве-

личина параметра Урбаха E0 близка к значению E0v, определяющему про-

тяженность хвоста валентной зоны, который значительно шире, чем хвост зоны проводимости E0v > E0c. Нелегированные пленки a-Si:H, полученные при оптимальных условиях, характеризуются минимальными значениями параметра Урбаха E0 ( 50 мэВ). Для легированных пленок и тройных сплавов a-SiX:H, где X = C, Ge, N, O и т. д., величина параметра Урбаха может превышать 100–150 мэВ.

50