Уменьшение количества радиационных дефектов и увеличение концентрации электрически активных внедренных атомов фосфора, как известно, легко достигаются тепловым отжигом образцов: глубина залегания р-n-перехода, как показывает кривая 2 на рис. 2.4, увеличилась до 1 мкм после отжига пластин при 850o G в течение 2 ч. Участок кривой 2 от 0,3 до 1 мкм довольно хорошо описывается уравнением диффузии примеси из бесконечного источника в полуограниченное тело. Интегрирование кривой 2 показало, что в кремний из начального слоя толщиной 0,3 мкм продиффундировало 4,2 % фосфора. По мере приближения к поверхности, так же как и до отжига, наблюдается уменьшение концентрации свободных носителей тока. Электронограммы, полученные при последовательном удалении слоев, показали остаточные нарушения монокристалличности до глубины 0,15 мкм, что подтверждает неполноту отжига, из-за чего концентрация свободных носителей в этом слое не могла стать высокой.
Была
сделана попытка исследовать распределение концентрации свободных носителей в легированном слое по изменению коэффициента отражения в инфракрасной области спектра. Коэффициент отражения образцов, не подвергнутых отжигу после ионной бомбардировки, совпадает с коэффициентом отражения нелегированного кремния. В этом случае поверхностная концентрация свободных носителей N1018 см-3, однако глубина залегания перехода настолько мала (0,20,3 мкм), что легированный слой оказывается в высокой степени прозрачным в окрестности λ=19 мкм. Это говорит о том, что для мелких р-n-переходов (глубина залегания lπ. К тому же эксперименты проводились только в видимой и ультрафиолетовой областях спектра.
В результате анализа полученных экспериментальных данных был сделан вывод, что в широком диапазоне энергии падающих квантов (Eg < hv < 2Eg) квантовый выход β, обусловленный фотоионизацией, в кремнии равен единице. При большой энергии квантов падающего излучения (hv>2Eg, т. е. в ультрафиолетовой области спектра) β начинал резко возрастать, что, вероятно, объясняется процессом ударной ионизации возникновением вторичных пар электрон дырка за счет избыточной кинетической энергии первичных пар.
Таким образом, можно считать, что первый акт взаимодействия оптического излучения с полупроводником (внутри кристалла) происходит практически без потерь с эффективностью, близкой к 100 %, в широкой области спектра,
Однако в большинстве полупроводников, использующихся для создания солнечных элементов, несмотря на равный единице квантовый выход ионизации (а также при γ>l в ультрафиолетовой области) с увеличением энергии квантов возрастают потери в расчете на энергию одного кванта в силу конечного значения ширины запрещенной зоны обычного полупроводникового материала.
Переход к солнечным элементам более сложной структуры, которые будут описаны в гл. 4 настоящей книги, например на основе каскадных систем, или к элементам с контролируемым градиентом ширины запрещенной зоны по глубине (большой у поверхности полупроводника и уменьшающейся в глубь материала, что отвечает спектральной зависимости коэффициента поглощения) позволяет полностью избавиться от таких оптических и энергетических потерь и увеличить КПД преобразования солнечного излучения в электрическую энергию.
Оптические излучения различных длин волн проникают на разную глубину (поскольку эта величина существенно зависит от энергии квантов) и создают свое пространственное распределение рожденных светом пар электрон дырка (см. рис. 2.1).
Дальнейшая судьба рожденных пар зависит от их диффузионной длины в данном полупроводниковом материале. Если она достаточно велика, то созданные светом избыточные неосновные носители заряда успеют (даже без участия тянущего электрического поля) только за счет процесса диффузии дойти до области p-n-перехода и будут разделены его полем.
Решающую роль в эффективности этой стадии преобразования оптического излучения внутри полупроводника играет соотношение между диффузионной длиной L и расстоянием от p-n-перехода l, на котором создаются светом пары электрон дырка.
Рассмотрим два крайних случая расположения p-n-перехода в полупроводниковом кристалле по отношению к направлению падения оптического излучения: перпендикулярно (рис. 2.6, а) и параллельно (рис. 2.6, б). Условимся, что в первом случае свет проникает на всю глубину кристалла и I равно толщине полупроводниковой пластины, а во втором освещается вся поверхность пластинки шириной d.
Рис. 2.9. Расчетные вольт-амперные характеристики солнечных элементов для различных сочетаний Rп и Rш (а) и для разных Rп при Rш = (б) Iф = 0,1 А; I0 = 10-9 A; q/kT = 40 В-1)
1 Rп = 5 Ом, Rш = 100; 2 Rп = 5, Rш = ; 3 Rп = 0, Rш = , 4 Rп = 0, Rш = ; 511 Rп = 0; 1; 2; 3,5; 5; 10 и 20 Ом соответственно
Как световая, так и темновая вольт-амперные характеристики солнечного элемента могут быть исследованы еще более детально. При этом для ряда элементов часто обнаруживается, что в зависимости от уровня напряжения механизм протекания обратного тока насыщения через p-n-переход меняется. Как правило, этот ток представляет сумму двух токов. В связи с этим предложено записывать уравнение вольт-амперной характеристики солнечного элемента в следующем виде: