Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Физика фотоэлектрического эффекта 8
1.1. Уравнения, описывающие фотоэлектрический эффект в твердотельных структурах 8
1.2. Генерация и рекомбинация носителей заряда 10
1.3. Механизм транспорта носителей заряда в структурах с п- и р- областями... 13
1.4. Факторы, ограничивающие эффективность фотоэлектрических преобразователей 17
1.5. Высокоэффективные кремниевые фотоэлектрические преобразователи 24
1.6. Выводы к главе 1 33
Глава 2. Влияние поверхностных состояний на область пространственного заряда фотоэлектрических структур 35
2.1. Область пространственного заряда п-р-перехода 35
2.2. Влияние поверхностных состояний на область пространственного заряда п-р-перехода
2.3. Зависимость тока короткого замыкания от неравновесной плотности поверхностного заряда 45
Выводы к главе 2 51
Глава 3. Измерение спектральной чувствительности фотоэлектрических преобразователей 52
3.1. Анализ методик измерения спектральной чувствительности 52
3.1.1. Измерение спектральной чувствительности с использованием импульсного источника света 52
3.1.2. Измерение спектральной чувствительности с использованием монохроматора и дополнительной подсветки 56
3.2. Автоматизация измерения спектральной чувствительности фотоэлектрических преобразователей 59
3.2.1. Универсальный измерительный спектральный комплекс 59
3.2.2. Программируемый контроллер сбора и первичной обработки информации 62
3.3. Программа управления программируемым контроллером сбора и первичной обработки информации 65
3.4. Экспериментальные результаты и погрешности измерений 73
3.5. Выводы к главе 3 77
Глава 4. Собирание фотогенерированных носителей заряда в структурах с двусторонней чувствительностью 79
4.1. Модель собирания фотогенерированных носителей заряда в структурах с двусторонней чувствительностью 79
4.2. Измерение коэффициента отражения двусторонних фотоэлектрических преобразователей 88
4.3. Определение параметров вольт-амперной характеристики двусторонних фотоэлектрических преобразователей 93
4.4. Определение расположения локальных шунтов методом термографии 99
Ф 4.5. Влияние неравновесного поверхностного заряда на ток короткого замыкания 103
4.6. Влияние неравновесного поверхностного заряда на коэффициент собирания двусторонних фотоэлектрических преобразователей 108
4.7. Выводы к главе 4 120
Заключение 124
Приложение 1. Описание основных узлов платы процессора 127
Приложение 2. Описание основных узлов и функций платы сопряжения с цифровыми приборами 137
Приложение 3. Описание основных узлов блока сопряжения с шаговым двигателем и ЦАП 140
Список литературы
- Генерация и рекомбинация носителей заряда
- Влияние поверхностных состояний на область пространственного заряда п-р-перехода
- Измерение спектральной чувствительности с использованием импульсного источника света
- Измерение коэффициента отражения двусторонних фотоэлектрических преобразователей
Введение к работе
Актуальность темы
Внутренний фотоэлектрический эффект является основой функционирования широкого класса твердотельных преобразователей энергии электромагнитного излучения в электрическую. Технология изготовления фотоэлектрических преобразователей (ФЭП) непрерывно совершенствуется, так что потери энергии в объеме наиболее эффективных структур сведены к минимуму. Это достигается использованием . исходного полупроводникового материала, очищенного от посторонних примесей и дефектов, уменьшением толщины сильно легированных слоев, контролем фзических и геометрических параметров неоднородных структур. В этих условиях возрастает доля потерь, обусловленных процессами на поверхности и границах раздела диэлектрик-полупроводник, полупроводник-полупроводник, металл-полупроводник. В отличие от генерационно-рекомбинационных процессов в объеме фотоэлектрических структур, поверхностные явления изучены не достаточно подробно. Исследовалась прежде всего зависимость эффективности фотоэлектрического преобразования от скорости поверхностной рекомбинации неравновесных носителей заряда. Достаточно хорошо изучены поверхностно-барьерные структуры. Влияние неравновесного поверхностного заряда на собирание фотогенерированных электронов и дырок в научной литературе ранее не рассматривалось.
Роль электронных состояний на поверхности тонкого эмиттера повышается при переходе к субмикронным и наномикронным технологиям создания приборов твердотельной электроники. Поэтому результаты, плученные в диссертационной работе, представляют интерес для понимания не только механизмов потерь энергии в фотоэлектрических преобразователях, но и процессов переноса заряда в субмикронных структурах.
Комплексные исследования электрофизических, тепловых и спектральных характеристик двусторонних кремниевых ФЭП с диэлектрической пленкой на текстурированной поверхности, имеющих структуру п+-р-р+ и р+-п-п+ типа с мелким несимметричным диффузионным n-p-переходом, позволили построить модель собирания фотогенерированных носителей заряда, учитывающую влияние неравновесного поверхностного заряда на эффективность собирания фотогенерированных носителей заряда в этих структурах. Показано, что генерационно-рекомбинационные процессы на поверхности или границе раздела диэлектрик-полупроводник приводят к изменению концентрации неравновесных носителей в поверхностной области, что влияет на
5 распределение электрического поля области пространственного заряда (ОПЗ). Учет влияния этих факторов на спектральные характеристики является существенным отличием развиваемого подхода от традиционного анализа фотоэлектрических структур и позволяет разработать технологические пути повышения эффективности серийных ФЭП.
Работа выполнялась в соответствии с планом научных работ кафедры общей физики и информационных систем КубГУ: грант РФФИ и администрации Краснодарского края №98-02-03630 "Научно-техническая информационная система цифровой обработки видеоизображения и моделирования физических и медико-биологических процессов", № ГР 01.09.90.001.989); х/д "Исследование параметров двусторонних фотоэлектрических преобразователей".
Цель и задачи исследования
Цель данной работы состоит в изучении влияния неравновесного поверхностного заряда на величину внутреннего электрического потенциального барьера, собирание электронов и дырок в кремниевых фотоэлектрических преобразователях с тонким эмиттером.
Для достижения поставленной цели решались следующие задачи:
1. Построение адекватной модели собирания фотогенерированных носителей заряда в структурах с мелким несимметричным диффузионным n-p-переходом и
, неравновесным поверхностным зарядом.
Создать автоматизированный комплекс для измерений спектральных и вольт-амперных характеристик фотоэлектрических преобразователей.
Изучить влияние неравновесного поверхностного заряда на распределение внутреннего электрического поля, ток короткого замыкания и коэффициент собирания фотоэлектрических преобразователей.
Исследовать влияния неравновесного поверхностного заряда на спектральные характеристики кремниевых фотоэлектрических преобразователей с двусторонней чувствительностью.
Научная новизна
На основе уточненной модели области пространственного заряда мелкого несимметричного p-n-перехода получено аналитическое выражение величины потенциального барьера p-n-перехода в зависимости от плотности поверхностного заряда.
Теоретически и экспериментально доказано, что накопление неравновесного поверхностного заряда является одной из причин сублинейной зависимости тока короткого замыкания фотоэлектрических преобразователей от интенсивности освещения.
Предложен новый метод обработки экспериментальных спектральных характеристик двусторонних фотоэлектрических преобразователей, учитывающий накопление неравновесного поверхностного заряда.
Теоретически и экспериментально доказано, что потери собирания фотогенерированных носителей заряда, связанные с неравновесным поверхностным зарядом, существуют во всей фотоактивной области спектра.
Практическая ценность
Для автоматизации измерений спектральных и вольт-амперных характеристик создан программируемый контроллер сбора и обработки информации, обеспечивающий ввод данных в IBM PC.
Исследован механизм потерь собирания фотогенерированных носителей заряда в структурах с мелкозалегающим несимметричным n-p-переходом вследствие накопления неравновесного заряда на поверхности эмиттера.
Определены максимальная величина плотности неравновесного заряда на текстурированной поверхности эмиттера, диффузионная длина неосновных носителей заряда в базе, эффективное увеличение светового пути, параметры вольт-амперной характеристики двусторонних кремниевых ФЭП.
Показана зависимость величины потерь тока короткого замыкания двусторонних кремниевых ФЭП вследствие накопления неравновесного поверхностного заряда от условий термообработки и состава диэлектрической пассивирующей, просветляющей пленки на поверхности тонкого эмиттера.
Результаты исследований содержат рекомендации позволяющие снизить потери выходной мощности и повысить коэффициент полезного действия двухсторонних фотоэлектрических преобразователей.
Созданный программируемый контроллер сбора и обработки информации, автоматизированные измерительные комплексы используются в учебном процессе физико-технического факультета КубГУ.
Основные положения и результаты, выносимые на защиту 1. Модель собирания фотогенерированных носителей заряда и метод обработки экспериментальных спектральных характеристик двусторонних фотоэлектрических преобразователей, учитывающие накопление неравновесного заряда на поверхности мелкозалегающего п-р-перехода.
Сублинейная зависимость тока короткого замыкания фотоэлектрических структур от концентрации излучения, обусловленная падением напряжения на р-п-переходе, индуцированным неравновесным поверхностным зарядом.
Экспериментально найденные для исследуемых структур значения спектральной плотности поверхностных состояний в окрестности уровня Ферми NSfe~4-10I:> эЕГ'м-2 и максимальной величины уменьшения потенциального барьера р-п-перехода вследствие накопления неравновесного поверхностного заряда Vsme(0,1; 0,3) В.
Накопление неравновесного заряда на поверхности тонкого эмиттера обусловливает потери собирания фотогенерированных носителей заряда, существующие во всей фотоактивной области спектра и увеличивающиеся с ростом интенсивности излучения.
Обнаружен дополнительный механизм снижения эффективности собирания фотогенерированных носителей заряда, заключающийся в увеличении тока инжекции за счет падения напряжения на р-п-переходе, индуцированного накоплением неравновесного поверхностного заряда.
Генерация и рекомбинация носителей заряда
Основой внутреннего фотоэффекта является процесс рождения пар электрон-дырка поглощаемым электромагнитным излучением. Этот процесс описывается функцией генерации носителей тока G(x) 121 Ф \ G(x) = Jl 0 (hv)(l - Rc (hv))a(hv) exp {-a(hv)x}d In hv, (П) где Io(hv) - спектральная интенсивность падающего излучения с энергией кванта hv, Rc(hv) - коэффициент отражения, a(hv) - коэффициент межзонного поглощения. Измеренные значения коэффициента поглощения для Si приведены в /20, 21/.
Для уменьшения потерь вследствие оптического отражения от поверхности кремния на поверхность СЭ наносится просветляющее покрытие. Вопросы распространения электромагнитной волны в тонких пленках и методика расчета эффективности многослойных просветляющих покрытий рассматривались в /23/.
Выбор полупроводниковых материалов и конструкций СЭ зависит от вида функции Io(hv) солнечного излучения 121. Спектральное распределение излучения Солнца за пределами земной атмосферы (АМ0) и при различных значениях воздушной массы приведены в 121. Для спектрального распределения АМ0 хорошей аппроксимацией является спектральная функция излучения абсолютно черного тела /2, 24/.
Процессом, конкурирующим с процессом генерации является рекомбинация носителей заряда. В зависимости от способа, которым неравновесные носители передают среде энергию, в /1/ выделяются следующие механизмы рекомбинации. 1. Излучательная рекомбинация - энергия выделяется в виде фотонов. 2. Ударная рекомбинация - энергия передается при столкновении третьему телу, электрону, дырке, или примесному центру. 3. Фононная рекомбинация - энергия передается колебаниям решетки. 4. Плазменная рекомбинация - энергия идет на возбуждение колебаний электронной плазмы. 5. Экситонная рекомбинация - энергия идет на создание экситонов. Для задач фотоэлектрического преобразования существенными являются механизмы 1 и 2. Конкретная зависимость скорости объемной рекомбинации R, определяющаяся перечисленными выше механизмами, рассмотрена /1, 2, 5, 6, 20, 25/. Современное состояние теории генерационно-рекомбинационных процессов отражено в монографии /26/.
Для описания процесса фотоэлектрического преобразования существенна также рекомбинация носителей на поверхности или границе раздела через энергетические уровни в запрещенной зоне, что приводит к изменению концентрации неравновесных носителей в поверхностной области в сравнении с их объемной концентрацией. Поверхностная рекомбинация неравновесных носителей через центры, лежащие в запрещенной зоне, описывается выражением, подобным (16) /25/. В линейной аппроксимации, справедливой в легированных областях, выражение для поверхностной рекомбинации принимает вид
Rsn = Sn(n-no), Rsp = Sp(p-po). (18)
Скорость поверхностной рекомбинации Sn, Sp существенно зависит от способа обработки поверхности. В /28/ утверждается, что в некоторых случаях в граничных условиях следует учитывать не только поверхностную рекомбинацию, но и генерацию, вызванную поглощением света в узком поверхностном слое, а в /29/, что рекомбинация избыточных носителей на поверхности возрастает под действием света.
Ограничения модели Шокли-Рида-Холла, обусловленные прямой фотоионизацией дефектов рассмотрены в /30/. Теория захвата носителей заряда на примесные центры с участием фононов построена в /31-34/. Влияние на процесс рекомбинации примесной компенсации изучалось в /35-37/, а ростовых микродефектов - в /38/. Примесная Оже рекомбинация исследована в /39-45/.
Транспорт носителей заряда в фотоэлектрических структурах подробно рассмотрен в работах /2, 6, 46/. В случае, когда протекание тока обусловлено инжекцией и диффузией носителей заряда в квазинейтральных областях, при выводе уравнения вольт-амперной характеристики перехода обычно используют следующие предположения /6/: 1. Концентрация носителей заряда описывается распределением Больцмана. 2. Рассматривается резкий переход с четко определенными границами обедненного слоя. 3. Внутри обедненного слоя носители заряда в каждой из энергетических зон находятся в состоянии устойчивого теплового равновесия, т.е. на границах этого слоя концентрации носителей характеризуются их равновесными значениями. 4. Генерация и рекомбинация носителей в обедненном слое отсутствуют. Принцип суперпозиции ВАХ в виде (16) справедлив, если в квазинейтральных областях выполняются условия 1, 2 и либо 3, либо 4, а вкладом ОПЗ в ВАХ можно пренебречь, или ОПЗ дают вклад в ВАХ, но величина этого вклада либо не зависит от приложенного напряжения U (вклад в фототок), либо не зависит от условий освещения (вклад в темновой ток). В работе /19/ перечислены основные случаи, в которых принцип суперпозиции не применим. 1. ОПЗ дают существенный вклад в ВАХ преобразователя. 2. В квазинейтральных областях нарушаются условия слабой или сильной инжекции, краевые условия не линейны. 3. Проводимость материала не является постоянной, и падением напряжения на последовательном сопротивлении нельзя пренебречь. ф 4. Параметры материала, например время жизни неосновных носителей заряда, зависят от уровня освещенности. 5. Размеры фотоактивных областей изменяются в зависимости от приложенного напряжения.
В диссертационной работе исследуются фотоэлектрические структуры, для которых ОПЗ п-р-перехода сливается с ОПЗ поверхностной области. В этом случае вклад ОПЗ в фототок зависит от условий освещения даже при выполнении условия (9). Учет влияния этих факторов на спектральные характеристики является существенным отличием разви-ваемого подхода от традиционного анализа фотоэлектрических структур.
Влияние поверхностных состояний на область пространственного заряда п-р-перехода
Величина плотности поверхностного заряда Qs зависит от состояния поверхности, является основным параметром для поверхностно-барьерных структур и неконтролируемым параметром для приборов с n-р или гетеропереходами. Обозначим изменение плотности поверхностного заряда в неравновесном режиме AQS. Считаем, что AQS не изменяет тип проводимости в поверхностной области, но влияет на величину потенциального барьера перехода. Эта ситуация реализуется, если область пространственного заряда перехода подходит вплотную к поверхности, например, в структурах с мелким эмиттером. Полученные закономерности перестройки ОПЗ мелкого несимметричного n-р перехода в неравновесном режиме справедливы для поверхностно-барьерных и гетероструктур.
Рассмотрим влияние поверхностного заряда на структуру ОПЗ (рис. 2.4). На рис. 2.4,о область объемного заряда, индуцированного поверхностным зарядом, (xe[-wp, -xps]) отделена от ОПЗ р-n перехода (хє[- хр, хп]), а на рис. 2.4,6 сливается с ней. Если темпы захвата неравновесных электронов и дырок поверхностными состояниями отличаются, то AQs 0. Неравновесный поверхностный заряд вызывает изменение ширины ОПЗ р-n перехода (рис. 2.4), что можно рассматривать как падение напряжения на переходе .
Условие xps Xp выполняется для глубокого n-p-перехода. Для мелкого Пгр-перехода модель ступенчатого перехода с поверхностным зарядом не применима. Взаимодействие между внутренним электрическим полем диффузионной области ультра-мелкого перехода и поверхностным зарядом рассмотрено в работе /117/. При этом напряженность электрического поля вычислялась по формуле (32), обобщенной для случая сильного легирования. Показано, что поверхностный заряд уменьшает величину напряженности электрического поля на поверхности. В отличии от подхода авторов работы /117/ будем считать, что ОПЗ мелкого диффузионного р+-п-перехода распространяется в плоть до поверхности /49/. Построим приближенную модель, отражающую это явление.
В построенной модели мелкого несимметричного р+-п-перехода размер области пространственного заряда в р+-слое совпадает с толщиной эмиттера wp, что соответствует результатам работы /49/. Увеличение равновесной плотности поверхностного заряда Qs0 приводит к перестройке ОПЗ. На рис. 2.6 и рис. 2.7 наблюдается монотонное убывание xson и (pso(—wp). Отметим высокую чувствительность величины потенциального барьера мелкого р+-п-перехода к значению плотности поверхностного заряда, что должно существенно влиять на характеристики фотоэлектрических структур.
Рассмотрим динамику накопления поверхностного заряда. Энергетическое распределение плотности состояний на свободной поверхности твердого тела или границе раздела диэлектрик - полупроводник подробно рассмотрено в монографиях /20, 118/. Это распределение имеет сложный вид и определяется многими факторами. Для определения величины Vs достаточно учесть изменение плотности поверхностного заряда. В равновесии поверхностные состояния в запрещенной зоне, лежащие ниже уровня Ферми, заполнены электронами, а выше - свободны. При смещении уровня Ферми вниз относительно ф середины зоны поверхностные состояния отдают электроны, а при смещении вверх - за хватывают.
Пусть граничный слой кремния имеет р-тип проводимости, тогда поверхностные состояния между уровнем Ферми и средней линией запрещенной зоны диэлектрика приоб- ретают положительный заряд (рис. 2.5) Qso 0. Обозначим через Nso=Qso/q плотность поверхностных состояний, содержащих равновесный положительный заряд, Nsr - полную плотность состояний, способных обмениваться зарядом. Последние состояния лежат в окрестности уровня Ферми в энергетическом зазоре шириной кТ.
Аналогичный анализ фотоэлектрических структур с тонким эмиттером п+-типа дает тот же вывод. Отличие состоит в том, что на границе раздела кремний - диэлектрик накапливается отрицательный заряд.
Роль генерационно - рекомбинационных поверхностных процессов, индуцированных поглощением света, анализировалась в работах /28, 29, 118/. Явление, изученное в диссертационной работе, заключается в захвате поверхностью фотогенерированных носителей заряда из эмиттера и в изменении величины потенциального барьера перехода, обусловленном накоплением поверхностного заряда.
Влияние неравновесного поверхностного заряда на ток короткого замыкания I i S продемонстрируем следующими расчетами. Формулу (101) преобразуем к виду где P=S/(yTps) и подставим в (96), (97). Зависимость 1кз от IPh рассчитаем для следующих параметров p-n-перехода: ND=10 М , Wp=l,5-1CT7 м, xson=9,7-10 7 м. Рассмотрим фотоэлектрические преобразователи двух типов. ФЭП-1 имеет малое шунтирующее сопротивление и рекомбинационную составляющую тока, преобладающую над диффузионной: RSh=4 Ом, Rs=0,3 Ом, 1о=0, 1Г=1,3-1СГ7 А, а=2. ФЭП-2 имеет большое шунтирующее сопротивление и диффузионную составляющую тока, преобладающую над рекомбинационной: RSh=362 Ом, Rs=0,3 Ом, 1о=4-10_6 А, 1г=0. Зависимости 1кз от IPh при изменении параметров Р и Qsf показаны на рис. 2.8 - 2.13. Вследствие захвата основных носителей заряда поверхностными состояниями эти зависимости оказываются сублинейными. Характер сублинейной зависимости существенно зависит от параметров ВАХ и процесса захвата. Для выбранных значений этих параметров падение напряжения на p-n-переходе Vs, индуцированное неравновесным поверхностным зарядом, значительно усиливает сублинейность, обусловленную падением напряжения IK3RS на внутреннем последовательном сопротивлении.
Измерение спектральной чувствительности с использованием импульсного источника света
Спектральная чувствительность ФЭП - это зависимость тока короткого замыкания ФЭП от длины волны падающего на него оптического излучения, рассчитанная на единицу мощности падающего излучения.
Спектральная чувствительность ФЭП - одна из основных его характеристик, на основании которой оценивается эффективность использования излучения. Для получения полной информации о качестве ФЭП используют спектральную чувствительность и вольт-амперную характеристику. По спектральной чувствительности, в частности, можно выбрать оптимальный полупроводниковый материал для ФЭП; определить квантовый выход, оценить влияние тянущих электростатических полей; определить рекомбинационные параметры; диффузионную длину неосновных носителей в базовом слое; прирост тока за счет нанесения просветляющих покрытий; степень радиационного повреждения и др.
Методики измерения спектральной чувствительности подробно обсуждались в работах /121, 122/. Для измерения спектральной чувствительности применяются два типа схем: с использованием или монохроматора, или лампы с комплектом узкополосных интерференционных светофильтров. Если не принять специальных мер, то низкий уровень освещенности ФЭП при использовании обычного оборудования приведет к не вполне корректным результатам, что будет обусловлено как физическими эффектами, так и техническими проблемами измерения слабых токов.
Эффективность ФЭП при низких уровнях освещенности существенно зависит от интенсивности излучения, так как имеет место нелинейная зависимость фототока от освещенности. Такие свойства в большей или меньшей степени обнаруживают все типы ФЭП. Эта проблема в частности возникает при измерении спектральной чувствительности с помощью обычных призменных или дифракционных монохроматоров с уровнем интенсив-ности выходного излучения 10-20 мкВт/см , что почти на 4 порядка ниже чем при облучении ФЭП реальным солнечным потоком (АМО - 136 мВт/см2; AMI,5 - 85 мВт/см2) /122/. От уровня засветки при измерении спектральной чувствительности зависит, в частности, значение диффузионной длины неосновных носителей заряда в базе, поскольку при увеличении концентрации инжектированных светом носителей значение диффузионной длины сначала резко растет, а затем практически остается постоянным. При низкой освещенности обычно отклонение от линейности связано с рекомбинационными процессами, при сверхвысокой - с потерями генерируемой мощности на сопротивлении растекания /122, 123/.
Проблема низкой освещенности при измерениях спектральной чувствительности ФЭП по схеме с использованием лампы и комплекта узкополосных интерференционных светофильтров может быть решена при переходе к импульсному освещению мощной фотографической лампой-вспышкой /122, 124/. Небольшая длительность светового импульса предотвращает к тому же перегрев фильтров. Метод измерения основан на сравнении токов короткого замыкания, полученных от измеряемого и эталонного ФЭП, у которого спектральная чувствительность определена с высокой точностью в спектральной лаборатории.
Оптическая схема установки для измерения спектральной чувствительности ФЭП с использованием импульсной ксеноновой лампы-вспышки и комплекта узкополосных интерференционных светофильтров показана на рис. 3.1.
От источника света 1 (подключенного к блоку питания 2) световой поток падает на ФЭП через интерференционный фильтр 3, установленный на вращающемся диске 4. ФЭП располагаются на вращающемся держателе 5, заключенном в кожух 6. Для защиты от рассеянного излучения используется заслонка 7.
Источник света - фотографическая импульсная лампа с энергией вспышки 600 Дж. Лампа снабжена алюминиевым отражателем (который, однако, не обеспечивает необходимой для измерительных целей высокой однородности светового потока - неравномерность облучения на освещаемой поверхности составляла ±8%). Кривая спектрального распределения энергии излучения лампы имеет форму, характерную для ксеноновой дуги. Плотность потока излучения лампы-вспышки без светофильтров превышает 50 АМО, что позволяет создать условия измерения во всем диапазоне спектральной чувствительности ФЭП, близкие к их условиям эксплуатации.
При относительных измерениях знать точную форму спектральной зависимости коэффициента пропускания фильтров нет необходимости, однако, если функции спектральной чувствительности эталонного и измеряемого ФЭП отличаются значительно, могут возникать ощутимые погрешности из-за побочных пиков коэффициента пропускания фильтров.
Измеряемые ФЭП помещаются в кожух, конструкция которого должна обеспечить попадание излучения на ФЭП только через фильтр. Задача может показаться тривиальной, однако недостаточное внимание к этому вопросу часто оказывается источником серьезной погрешности. Удовлетворительными условиями измерений могут считаться условия, при которых ток ФЭП при закрытой заслонке отсутствует. Обеспечение неселективности отражения света внутри кожуха - не менее важный момент даже при сравнительных измерениях.
Вращающийся держатель образцов 4 позволяет быстро устанавливать испытуемые и эталонные ФЭП. Такая конструкция дает возможность проводить перекрестную проверку эталонных элементов или сравнения испытуемых ФЭП с двумя различными эталонами. Эталонные ФЭП механически закреплены в держателе, испытуемые ФЭП крепятся с помощью вакуумного прижима. Подсоединение электрических контактов ФЭП к измери 55 тельным приборам осуществляется с помощью вращающихся щеток. Для измерение импульсного тока ФЭП использовалась электронная схема регистрации с цифровой индикацией.
Высокая интенсивность излучения лампы-вспышки позволяла снизить нагрузочное сопротивление ФЭП, создавая условия, близкие к режиму тока короткого замыкания. При измерении в области длин волн 453-955 нм сопротивление составляло 0,1-0,2 Ом, а к концам диапазона увеличивалось до 4 Ом.
Измерение коэффициента отражения двусторонних фотоэлектрических преобразователей
Для снижения оптических потерь, связанных с отражением, на поверхность ФЭП наносятся антиотражающие или просветляющие покрытия /2, 23/. Одним из путей увеличения эффективности кремниевых фотоэлектрических структур является создание текстурированной поверхности подложек с ориентацией поверхности {100} /141/. Мультипирамидальный микрорельеф, состоящий из выпуклых или вогнутых пирамидок высотой 1-2 микрона, образуется при травлении поверхности в селективных травителях /6/, например, при травлении поверхности (100) Si в анизотропном травителе, содержащем 2-3% NaOH, появляются четырехгранные пирамиды, ограненные плоскостями (111), с углом при вершине 70,5. После формирования текстурированной поверхности проводят диффузию фосфора или бора, осаждают сетчатый контакт и просветляющее покрытие.
Текстурированная поверхность выполняет две основных задачи (рис. 4.2): 1 -снижает оптические потери за счет эффекта многократного отражения света от граней пирамид и создает условия, при которых путь прохождения света в элементе не перпендикулярен плоскости р-п-перехода; 2 - в среднем приближает область фотогенерации носителей заряда к p-n-переходу, тем самым обусловливая увеличение эффективности собирания носителей Q, особенно в случае фотонов малых энергий.
Просветляющие свойства текстурированной поверхности и плоской поверхности Si без просветляющего покрытия и с пленкой ТагОб продемонстрированы на рис. 4.3. Нанесение просветляющего покрытия ТагС 5 на текстурированную поверхность снижает коэффициент отражения примерно до 2% почти во всем полезном диапазоне длин волн. Увеличение светового пути в элементе в результате падения света под углом к плоскости р-п-перехода эквивалентно эффективному увеличению коэффициента поглощения света (например, при Х= 0,9 мкм величина aeff возрастает с 300 см-1 для нетекстурированной до 420 см-1 для текстурированной поверхности). У текстурированного элемента при АМ0 ікз=46 мА/см2 , т. е. на 10-15% выше, чем у "фиолетового" элемента /23/.
Зависимость коэффициента отражения от длины волны X нормально падающего света /23/: 1 и 2 соответствуют полированной поверхности без просветления (верхняя кривая) и с просветляющим покрытием ТагОб интерференционной толщины; 3 и 4 -текстурированной поверхности кремниевого элемента без просветления (верхняя кривая) и с просветляющим покрытием Таг05
Для проведения исследований отобраны 4 группы двусторонних кремниевых ФЭП (1, 4, 6 и 7), прошедших различные этапы технологической обработки, отличающиеся типом структуры, толщиной, глубиной изотипного перехода, режимами термообработки, способом формирования поверхности. ФЭП групп 1, 6 имели текстурированную лицевую и тыльную поверхности, а групп 4, 7 - только лицевую. На текстурированные поверхности наносилось пассивирующее просветляющее покрытие SiCb с различными добавками. Не текстурированная тыльная поверхность была механически отполирована.
Измерение коэффициента отражения ФЭП производилось на установке, схема которой изображена на рис. 4.4. Исследования с различными источниками света показывают, что коэффициент отражения от просветленной текстурированной поверхности мало меняется почти во всем полезном диапазоне длин волн в соответствии с зависимостью 4 на рис. 4.4. Поэтому в таблице 4.1 приведены значения R, для которых в качестве источника использовался лазер с длиной волны света 660-670 нм, мощностью излучения 5 мВт, диаметром луча 3 мм. В качестве фотоприемника использовался стандартный ФЭП (85x85 мм ) в режиме измерения тока короткого замыкания, в центре которого было просверлено отверстие диаметром 3 мм. Фотосигнал (ток короткого замыкания) регистрировался с помощью цифрового амперметра. Оптическая часть схемы размещалась в непрозрачной камере, защищающей от внешних источников света.
Измерение ВАХ проводилось по стандартной методике на установке, схема которой представлена на рис. 4.5. Автоматизация измерений достигалась за счет использования универсального программируемого контроллера сбора и первичной обработки информации /138, 139/. Исследуемый ФЭП устанавливался на термостабилизирующую платформу, что позволяло поддерживать в ходе эксперимента постоянную температуру ФЭП, равную 300 К. Контакты ФЭП подключались к входным контактам ПКСОИ. ПКСОИ с помощью ЦАП в заданном диапазоне напряжений и с заданным шагом устанавливает напряжение в цепи ФЭП. Ток в цепи ФЭП и падение напряжения на нем автоматически измеряются двумя универсальными цифровыми приборами Щ301 и (или) Щ31. Полученные данные для дальнейшей обработки передаются в ПК.
Шунтирующее сопротивление является одним из параметров, существенно влияющих на КПД фотоэлектрических преобразователей. Влияние RSh проявляется при низких напряжениях, когда ток электрического смещения через п-р-переход мал, по сравнению с шунтирующим током. Малые значения R , обусловливают также потери в напряжении холостого хода. Причиной возникновения шунтирующих токов может быть повышенная проводимость вследствие рекомбинационно-генерационного процесса или туннелирования носителей заряда с участием дефектов, содержащихся как в области п-р 100 перехода, так и по периметру ФЭП. Дополнительные потери в электрическом токе через шунтирующее сопротивление RSh возникают при образовании омических проводящих областей по краям несовершенного перехода. Сочетание электрофизических исследований и термографии позволяет определить величину RSh и распределение шунтирующих областей /143/.
