Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Гетероструктуры для фотоэлектрического преобразования солнечного излучения 12
1.1 Проблемы фотоэлектрического преобразования солнечной энергии 12
1.2. Солнечные элементы на основе гетероструктур 18
1.3. Зонная структура гетеропереходов 24
1.4 Транспорт носителей заряда в гетеропереходах 30
1.5 Теоретическая модель 36
Выводы по главе 1 47
Глава 2. Границы раздела в солнечных элементах на основе гетеропереходов a-Si:H/c-Si 48
2.1. Солнечные элементы на основе гетероперехода a-Si:H/c-Si 48
2.2. Влияние свойств границ раздела a-Si:H/c-Si на параметры СЭ 56
2.3. Методы исследования свойств границ раздела a-Si:H/c-Si 64
2.4. Характеризация поверхностных состояний на границе a-Si:H/c-Si 68
2.4.1. Метод спектроскопии полной проводимости 68
2.4.2. Исследование гетероперехода a-Si:H/c-Si с помощью метода спектроскопии полной проводимости 72
2.4.3. Метод на основе измерения диффузионной емкости 91
2.5 Определение разрывов зон на границе a-Si:H/c-Si 106
2.5.1. Вольт-фарадные измерения 106
2.5.2. Определение зонной структуры на основе измерения поверхностной проводимости инверсионного слоя 117
2.6 Зонная структура гетероперехода a-Si:H/c-Si 133
2.7. Влияние условий обработки поверхности на свойства СЭ
разной полярности 137
2.7.1 Влияние нелегированного слоя 137
2.7.2 Влияние обработки в плазме водорода 142
Выводы по главе 2 144
Глава 3. Границы раздела в многопереходных солнечных элементах на основе соединений АIIIBV 146
3.1 Многопереходные солнечные элементы на основе
соединений АIIIBV 146
3.2 Гетеропереходы на основе соединений АIIIBV 152
3.3. Анализ влияния свойств границ раздела на параметры
фотоэлектрических преобразователей на основе GaInP 154
3.4.Исследование свойств границ раздела АIIIBV 172
3.4.1. Оценка плотности поверхностных состояний 172
3.4.2. Определение паразитных потенциальных барьеров 183
3.5. Использование двухслойного широкозонного окна для p–n-структур 200
3.6. Границы раздела между фосфидами и арсенидами металлов III группы в многопереходных солнечных элементах 208
3.7. Перспективы использования анизотипных гетеропереходов в многопреходных СЭ на основе соединений АIIIBV 218
Выводы по главе 3 232
Глава 4. Границы раздела между соединениями АIIIBV и Ge ...234
4.1. Гетероструктура (n)GaInP/(n)Ge в многопереходных СЭ 234
4.2. Исследование свойств границ раздела (n)GaInP/(n)Ge 237
Выводы по главе 4 253
Основные результаты и выводы 255
Список литературы
- Зонная структура гетеропереходов
- Характеризация поверхностных состояний на границе a-Si:H/c-Si
- Гетеропереходы на основе соединений АIIIBV
- Исследование свойств границ раздела (n)GaInP/(n)Ge
Зонная структура гетеропереходов
Принцип фотоэлектрического преобразования заключается в следующих основных процессах, изображенных на рисунке 1.1: поглощение фотонов с энергией hn, превышающей ширину запрещенной зоны полупроводникового материала, генерация электронно-дырочных пар неравновесных носителей заряда и разделение этих носителей встроенным электрическим полем p–n-перехода. Образовавшийся поток носителей заряда поступает во внешнюю электрическую цепь, совершая полезную работу. Отношение вырабатываемой солнечным элементом энергии к энергии, падающего излучения называется коэффициентом полезного действия солнечного элемента.
Основная задача исследователей в области разработки фотоэлектрических преобразователей солнечной энергии – это повышение их КПД. Решение этой задачи сопряжено в первую очередь с необходимостью снижения уровня потерь в солнечных элементах. Можно выделить следующие наиболее значимые фундаментальные факторы, лимитирующие коэффициент преобразования солнечной энергии: потери на термолизацию носителей заряда, а также рекомбинационные и оптические потери.
Потери на термализацию носителей заряда являются основным фундаментальным ограничением КПД солнечных элементов. Как показано на рисунке 1.2 солнечное излучение имеет достаточно широкий спектр, охватывая всю видимую, ближнюю ультрафиолетовую и ближнюю инфракрасную области. При поглощении фотонов с энергией hn, превышающей ширину запрещенной зоны Eg, эта избыточная энергия (hn – Eg) будет передана на тепловые колебания решетки, т. е. будет потеряна. Данный процесс ограничивает КПД, теоретически достижимый о p
Рисунок 1.2. Стандартные спектры солнечного излучения: на околоземной орбите (АМ0); на поверхности Земли: прямое (AMI .5D), с учетом рассеяния (AMI .5 G) для солнечного элемента с переходом на основе одного материала, на уровне 31 % [1]. Были предложены различные способы преодоления этого ограничения – использование эффекта внутризонного поглощения (расщепление зон), создание преобразователей на «горячих носителях» с селективными контактами [2], оптическое расщепление солнечного спектра [3] и т. п. Но на сегодняшний день наиболее эффективный подход заключается в использовании многопереходных солнечных элементов.
В многопереходных солнечных элементах производят вертикальное складирование фотоактивных переходов на основе полупроводниковых материалов с различной шириной запрещенной зоны. Наибольшее распространение получили так называемые монолитные многопереходные (каскадные) солнечные элементы, в которых все каскады соединены последовательно посредством туннельных переходов [4]. Такие солнечные элементы, как правило, изготавливаются на основе гетероструктур, поскольку в них используются полупроводниковые материалы с различной шириной запрещенной зоны, но помимо этого конструкции каскадных солнечных элементов содержат гетероструктуры для более эффективного подавления поверхностной рекомбинации, о чем будет сказано далее.
Говоря о рекомбинационных потерях, следует выделить объемную рекомбинацию, происходящую в объеме полупроводниковых слоев, и поверхностную рекомбинацию, происходящую на свободной поверхности и границах раздела. Для минимизации объемной рекомбинации производится оптимизация условий синтеза с целью улучения объемных свойств материала.
В случае поверхностной рекомбинации, доминирующим процессом является рекомбинация на омических контактах и свободной поверхности. На рисунке 1.3, а изображена зонная диаграмма p–n-перехода солнечного элемента в режиме тока короткого замыкания. Основная часть носителей заряда, генерируемых солнечным излучением, разделяется встроенным полем p–n-перехода. Поток электронов направлен к n-области, а дырок – к p-области p–n-перехода, где они достигают омических контактов. Однако часть генерируемых неосновных носителей заряда (электронов в p 15 области и дырок в n-области) может беспрепятственно диффундировать к границе раздела полупроводник-металл (свободная поверхность). Поскольку эта область характеризуется высокой плотностью поверхностных состояний, неосновные носители заряда, диффундирующие к поверхности, рекомбинируют с основными носителями заряда, уменьшая поток носителей заряда, дающих вклад в фототок.
В традиционной кремниевой технологии изготовления солнечных элементов для снижения этого эффекта на фронтальную поверхность наносятся диэлектрические покрытия, пассивирующие поверхностные состояния и одновременно уменьшающие коэффициент оптического отражения. С тыльной стороны формируется сильно легированный слой, создающий потенциальный барьер для неосновных носителей заряда (рис. 1.3, б). Как правило, это достигается за счет диффузии атомов Al в (p)Si, создающих изотипный p–p+-гомопереход. Такие меры позволяют ощутимо уменьшить потери на поверхностную рекомбинацию, но не решают эту проблему полностью.
Наиболее эффективным способом подавления поверхностной рекомбинации является использование гетероструктур. На рисунке 1.3, в изображена гетеро-структура с двумя широкозонными барьерными слоями. Барьерный слой с фронтальной стороны называется широкозонным окном, а с тыльной стороны – тыльным потенциальным барьером. Разрывы валентной зоны со стороны n-области и зоны проводимости со стороны p-области создают потенциальные барьеры для потока неосновных носителей, не разделенных полем p–n-перехода. При достаточной высоте и ширине потенциального барьера можно практически полностью избежать рекомбинации неосновных носителей на контактах [5]. При этом широкозонное окно пропускает основную часть потока солнечного излучения, поглощаемого в материале p–n-перехода с меньшей шириной запрещенной зоны. Следует отметить, что в данной конструкции также должен быть обеспечен беспрепятственный транспорт основных носителей заряда через барьерные слои. Это требование накладывает ограничение по величинам разрывов зоны проводимости со стороны n-области и валентной зоны со стороны p-области.
Характеризация поверхностных состояний на границе a-Si:H/c-Si
Экспериментальные зависимости C-w представлены на рисунке 2.23. Основное различие между образцами заключается в наличии и форме ступени при более высоких температурах. Для группы образцов № 1 характерно наличие значительной ступени на кривых C-w (сопровождаемой пиками проводимости) при температуре выше 250 К.
Группа образцов № 2 демонстрирует гораздо меньшую по амплитуде ступень емкости (представлена на вставке рис. 2.23), также сопровождаемую пиками проводимости, при несколько меньшей температуре (порядка 200 К). В то время как для группы образцов № 3 характерно полное отсутствие различимых ступеней емкости и пиков проводимости. Энергия активации, определенная по сдвигу наблюдаемых ступеней емкости и пиков проводимости, приблизительно равна 0.5 эВ для группы образцов № 1 и 0.4 эВ для группы образцов № 2.
Емкость для образца № 1 с толщиной слоя a-Si:H 80 нм имеет маленькую ступень при низких температурах (90…150 К), обусловленную активацией транспорта носителей заряда в a-Si:H. Наличие ступени для образца № 1 в этой области температур и ее отсутствие для образцов № 2 и № 3 (с толщиной слоя a-Si:H 12 нм) полностью соответствует результатам моделирования, как было описано ранее [71], [76]. Различия в абсолютных значениях емкостей этих образцов (до «высокотемпературной» ступени) обусловлено, главным образом, разницей в уровне легирования (p)c-Si подложки, которое было определено по наклону зависимости квадрата обратной емкости (1/C2) от напряжения [75].
Необходимо также заметить, что СЭ, представленные образцом № 1, характеризуется худшими параметрами 5 … 10 % КПД и значением VOC = 0.5…0.59 В.
В то время как СЭ из двух других групп образцов обладали КПД порядка 12…15 % и значениями VOC = 0.59…0.64 В. Для анализа экспериментальных данных было проведено моделирование спектров полной проводимости с различными параметрами границы раздела. Влияние плотности состояний, Dit, на поведение зависимостей C-w представлено на рисунке 2.24.
Для Dit от 0 до 1012 см–2 эВ–1 никаких особенностей в зависимостях C-w и G-w не наблюдается. Возрастание Dit до 1012 см–2 эВ–1 также практически не приводят к изменениям зонной структуры на гетерогранице как показано на рисунке 2.25. Когда Dit достигает 5 1012 см–2 эВ–1, абсолютное значение емкости незначительно увеличивается в области низких температур. При этом меняется характер кривых – появляется ступень емкости при температурах 150…200 К (см. вставку рис. 2.24), сопровождаемая пиком проводимости, с энергией активации 0.4 эВ. Рост Dit до 1013 см–2 эВ–1 приводит к значительному увеличению
абсолютного значения емкости и сдвигу ступени в сторону более высоких температур (175…240 К) с энергией активации 0.5 эВ. Эта ступень обусловлена обменом электронов между поверхностными состояниями на уровне Ферми и зоной проводимости a-Si:H. Энергия активации этого процесса соответствует разности между дном зоны проводимости в a-Si:H и уровнем Ферми на границе раздела a-Si:H/c-Si (EC a-Si:H – EF)it (рис. 2.25). Она возрастает с ростом Dit из за усиления изгиба зон в a-Si:H. Из-за большой разницы энергий между уровнем Ферми и потолком валентной зоны c-Si на гетерогранице (EF –EV c-Si)it 0.8 эВ в рассматриваемом диапазоне температур и частот отсутствует обмен дырок.
При Dit = 5 1013 см–2 эВ–1 абсолютное значение емкости еще больше возрастает, и ступень сдвигается в область температур 240…340 К с энергией активации 0.52 эВ. При этом происходит существенное изменение формы ступени – амплитуда становится гораздо больше. Наконец когда Dit достигает значения 1014 см–2 эВ–1, амплитуда ступени резко возрастает с ростом энергии активации. В этом случае происходит обмен дырок между поверхностными состояниями на уровне Ферми и валентной зоной в c-Si. Энергия активации соответствует разности (EF – EV c-Si)it. g.4 ш-i і 5 10
. Расчетная зонная диаграмма для различных значений Dit в условиях равновесия Влияние площади сечения захвата поверхностных состояний на «высокотемпературную» ступень, представленное на рисунке 2.26, подтверждает описанное выше объяснение. При Цх= 1013 см-2 эВ-1 рост площади сечения захвата электронов сп с 10"16 до 10"14 см2 приводит к небольшому возрастанию емкостной ступени. Дальнейшее возрастание о п до 1(Н3 см2 не ведет к изменениям зависимости С-Г(рис. 2.26, а). Изменение площади сечения захвата дырок ар (варьируемое в том же диапазоне) не приводят к изменению поведения зависимости С-Т. Это значит, что дырки не вносят вклад в изменении емкости. С другой стороны при Цх= 1 1014 см-2 эВ-1 возрастание ар с 10 15 см2 до Ю-13 см2 приводит к монотонному росту амплитуды ступени и сдвигу в сторону меньших температур (рис. 2.26, б), указывая на вклад дырок в рост емкости.
Результаты компьютерного моделирования и сравнение с экспериментальными данными позволяют объяснить различное поведение измеренных С-Г-со кривых для различных образцов, а также провести грубую оценку электронных свойств границы раздела. Значительная ступень при высоких температурах для образца № 1 обусловлена откликом поверхностных состояний за счет обмена (захвата и эмиссии) дырок между состояниями и (p)c-Si. Оценка Dlt дает значение, находящееся в диапазоне (1...5) 1013 см_2-эВ-1. Незначительная емкостная ступень для образца № 2 обусловлена обменом электронов между поверхностными состояниями, и (n)a-Si:H означает, что Dlt находится в диапазоне 1012 ... ЮІЗ см-2 . эВ-1. Отсутствие какой-либо особенности на кривых С-Г-со для образца № 3 значит, что Dlt меньше, чем 10І2 см 2 эВ 1. Тот факт, что значения VQQ для групп образов № 2 и 3 находятся в одном диапазоне, несмотря на разницу в значениях Dlt, означает, что в данном случае VQQ для этих образцов ограничено не качеством фронтальной границы раздела, а свойствами тыльного контакта, что также было показано в [30].
Гетеропереходы на основе соединений АIIIBV
При исследовании влияния плотности состояний на границе раздела «широкозонное окно (AlInP или Al0.8Ga0.2As)/GaInP-эмиттер». Граница раздела была описана введением тонкого (d = 1 нм) дефектного слоя GaInP (с шириной запрещенной зоны Eg =1.85 эВ) между эмиттером GaInP и широкозонным окном. Распределение плотности состояний (git) в этом дефектном слое предполагалось постоянным. При этом в нижней половине запрещенной зоны состояния были до-норного типа, а в верхней половине – акцепторного. Площадь сечения захвата для электронов и дырок была принята равной 10–14 см2. Плотность поверхностных состояний Dit = git d варьировалась в диапазоне 1 107…5 1013 см–2 эВ–1. Предварительные результаты моделирования показали, что влияние плотности состояний на границе раздела «контактный слой GaAs/широкозонное окно» на характеристики солнечных элементов пренебрежимо мало вплоть до Dit = 1013 см–2 эВ–1 и эти поверхностные состояния в дальнейшем не принимались во внимание.
ВАХ рассчитанные без учета поверхностных состояний при освещении AM1.5D (100 мВт см–2) представлены на рисунке 3.8. Расчетные ВАХ хорошо воспроизводят экспериментальные результаты. Структура n–p обладает наибольшими значениями JSC, VOC, FF и КПД, p–n-структура характеризуется наличием выраженного перегиба на ВАХ, приводящего к более низкому КПД, в то время как p–n-структура без окна обладает наиболее низкими значениями JSC и VOC.
Параметры солнечных элементов, полученные из расчетных ВАХ (представлены в таблице 3.1) хорошо соответствуют параметрам экспериментальных ВАХ. На рисунке 3.8 также представлена Расчетная ВАХ для p–n-структуры с окном (p)Al0.8Ga0.2As. ВАХ не имеет перегибов, более того, эта структура обладает наибольшими значениями JSC, VOC и КПД по сравнению с n–p-структурой.
С уменьшением толщины слоя окна (р)А1шР до 15 нм перегиб на В АХ становится менее выраженным, но в то же время J$c возрастает на 8 %. При уровне легирования слоя (р)А1шР равном 1019 см 3 наблюдается отсутствие перегиба на В АХ и значительное возрастание VQQ и FF. Уменьшение величины электронного сродства
А1шР до % = 3.58 эВ также приводит к нормальным В АХ и значительному возрастанию VQQ и FF, но с небольшим уменьшением J$c- Такой же характер В АХ без перегиба был обнаружен в случае, когда контактный слой GaAs не вводился в модель, сохраняя параметры слоя (р)А1шР такими же, как в таблице 3.3 (не представлено на рис. 3.9). С другой стороны, присутствие не пренебрежимой плотности состояний (Цх= 1012 см-2 эВ-1) на границе раздела AlbiP/GalnP приводит к более выраженному перегибу В АХ и существенному ухудшению характеристик СЭ.
Различия в характере поведения ВАХ для п-р и р-л-структур с АПпР окном могут быть объяснены различиями в зонных диаграммах для этих структур. Зонные диаграммы в равновесии, рассчитанные по параметрам таблице 3.2 и 3.3, показаны на рисунке 3.10. Большая величина разрыва валентных зон (АЕу) на границах GaAs/AlInP и AlInP/GalnP р-я-структуры приводит к формированию высокого потенциального барьера (порядка 0.54 эВ) для основных носителей заряда (дырок), движущихся от эмиттера к переднему контакту (рис. 3.10, а). Этот барьер ограничивает транспорт дырок и приводит к образованию перегиба на ВАХ при освещении. Более того, изгиб зон в слое (р)А1шР приводит к образованию тянущего электрического поля для электронов, генерированных в этом слое, по направлению к верхнему металлическому контакту, где они рекомбинируют. Другими словами, генерация электронов в слое (р)АПпР приводит к рекомбинацион-ным потерям. Для р-л-структур с более тонким слоем (р)АПпР (15 нм) более высокая величина Jsc достигается благодаря уменьшению генерации электронов в (р)А1шР и, следовательно, уменьшению рекомбинационных потерь. При более высоком уровне легирования (р)А1шР область объемного заряда на GaAs/AlInP и AlInP/GalnP интерфейсах уменьшается (потенциальные барьеры становятся тоньше), а также уменьшаются рекомбинационные потери, что приводит к большим значениям JSC. Однако получение сильно легированных слоев (p)AlInP является серьезной технической проблемой [107]. Для обоих упомянутых случаев транспорт дырок через слой (p)AlInP улучшается, и перегибы на ВАХ не наблюдаются. Эти результаты соответствуют экспериментальным данным описанным в [105], где наблюдалось улучшение характера ВАХ при возрастании уровня легирования в (p)AlInP. Когда расчет для p–n-структуры выполняется без верхнего контактного слоя GaAs, сохраняя положение уровня Ферми на верхнем контакте таким же, как при равновесии для объемного материала (условия омического контакта), формируется только один барьер 0.22 эВ на гетерогранице AlInP/GaInP. ВАХ для этого случая не имеют перегибов и обладают лучшими параметрами по сравнению с n–p-структурами (с контактным слоем GaAs и без), демонстрируя высокий потенциал p–n-структур. Когда расчет проводится с более низкими значениями электронного сродства c = 3.58 эВ величина DEV уменьшается и DEC возрастает на 0.2 эВ на границах GaAs/AlInP и AlInP/GaInP, приводя к образованию более низкого барьера (0.34 эВ) для дырок и, следовательно, к лучшим ВАХ.
Для n–p-структуры барьеры для основных носителей заряда (электронов), проходящих через слой окна, не превышают 0.15 эВ (рис. 3.10, б) и являются более узкими за счет более высокого уровня легирования слоя (n)AlInP. В этом случае происходит лучший транспорт электронов через слой окна и, следовательно, перегибы на ВАХ не наблюдаются. Таким образом, перегибы на ВАХ p–n-структур с окном AlInP образуются благодаря высокому потенциальному барьеру для основных носителей заряда эмиттера, проходящих через слой окна [108]. Формирование этого барьера обусловлено большой величиной разрыва валентных зон DEV на гетерограни-це GaAs/AlInP.
В p–n-структурах без слоя окна отсутствует барьер, ограничивающий перенос неосновных носителей заряда (электронов), генерируемых в p-эмиттере, по направлению к верхнему контакту. Следовательно, основная часть электронов, генерируемых в эмиттере, рекомбинирует на верхнем контакте, приводя к суще 165 ственному снижению JSC и VOC. Компьютерное моделирование прогнозирует барьер в 0.26 эВ на границе GaAs/GaInP для дырок, который не оказывает влияние на ВАХ.
Расчетные зонные диаграммы при равновесии для p–n-структуры с окном (p)Al0.8Ga0.2As показаны на рис. 3.10, в. Слой Al0.8Ga0.2As формирует высокий барьер для электронов, ограничивающий их рекомбинацию на верхнем контакте, в то время как барьер для дырок на границе раздела Al0.8Ga0.2As/GaInP достаточно низкий (0.19 эВ) и узкий для обеспечениябеспрепятственного переноса дырок через слой окна. В результате для этой структуры были достигнуты наилучшие ВАХ (в расчете пренебрегали влиянием плотности поверхностных состояний).
Результаты теоретического исследования влияния плотности поверхностных состояний на характеристики солнечных элементов, таких как JSC, VOC и КПД, представлен на рисунке 3.11, а, б и в соответственно. Возрастание Dit на ге-терогранице AlInP/GaInP от 0 до 1011 см–2 эВ–1 не приводит к существенному изменению характеристик n–p- и p–n-структур с окном AlInP. Для Dit 1011 см– 2эВ–1 JSC уменьшается с возрастанием Dit для обеих n–p- и p–n-структур. Однако для p–n-структур JSC уменьшается быстрее, чем для n–p-структур, в то время как VOC резко падает для p–n- структуры и лишь слабо уменьшается для n–p-структуры. Это приводит к тому, что КПД p–n-структуры, который резко спадает при Dit 1011 см–2 эВ–1, является несколько более чувствительным к Dit, чем для n–p-структуры (спадает при Dit 1012 см–2эВ–1). Характеристики p–n-структуры без окна не зависят от Dit на интерфейсе GaAs/GaInP до 1012 см–2эВ–1, оставаясь на низком уровне. При Dit 1012 см–2эВ–1 JSC, VOC и КПД только слабо уменьшаются. Напротив, p–n-структура с окном (p)Al0.8Ga0.2As очень чувствительна к Dit на границе раздела Al0.8Ga0.2As/GaInP. Резкое уменьшение JSC, VOC и КПД начинается уже при Dit 108 см–2эВ–1, в то время как при Dit 1011 см–2эВ–1 уменьшение этих параметров становится слабее
Исследование свойств границ раздела (n)GaInP/(n)Ge
В конструкции многопереходных СЭ на основе соединений АIIIBV используются фотоактивные p–n-гомопереходы, на краях которых формируются изотип-ные гетеропереходы для создания широкозонного окна и тыльного потенциального барьера (рис. 3.4). Другой подход к конструкции многопереходных солнечных элементов заключается в использовании анизотипных гетеропереходов с широкозонным слоем эмиттера в качестве фотоактивных переходов. Слой эмиттера должен обладать достаточно высоким уровнем легирования для достижения максимальных значений VOC, но при этом, время жизни носителей заряда будет существенно ниже значения для слаболегированной базы вследствие возрастания из-лучательной и оже рекомбинации, а также безызлучательной рекомбинации из-за увеличения концентрации дефектов. При использовании слоя эмиттера с большей шириной запрещенной зоны по сравнению с базой можно ожидать сокращение рекомбинационных потерь в эмиттере, если этот фотоактивный переход располагается за другим переходом, т.е. не является верхним. Дело в том, что уровень рекомбинации определяется концентрацией неосновных носителей заряда. Потенциальные барьеры на гетероинтерфейсе, образованные за счет разрывов зон, ограничивают транспорт неосновных носителей заряда из базы в эмиттер, а количество носителей заряда генерируемых в широкозонном эмиттере существенно меньше, в силу слабого поглощения (коротковолновые фотоны преимущественно поглощаются материалом верхнего перехода). С этой точки зрения время жизни носителей заряда в широкозонном эмиттере не должно оказывать заметного влияния на характеристики солнечного элемента.
Анализ потенциального преимущества данного подхода был проведен на примере среднего перехода на основе GaAs (или GaInAs с низким содержанием In) с различными слоями широкозонного эмиттера (GaInP, AlInP AlGaAs) используя компьютерное моделирование. Были рассмотрены четыре различные структуры солнечных элементов, основанные на традиционном n-p GaAs гомопереходе и
(n)AlInP/(p)GaAs, (n)GaInP/(p)GaAs и (n)AlGaAs/(p)GaAs анизотипных гетеропереходах с Al0.53In0.47P, Ga0.52In0.48P и Al0.8Ga0.2As слоем эмиттера, соответственно. Чтобы проанализировать свойства среднего перехода на верхней поверхности были введены дополнительные поглощающие слои AlInP, GaInP и GaAs, которые воспроизводят поглощение верхнего фотоактивного перехода на основе GaInP и туннельного диода. Последовательность слоев, их толщины и уровни легирования для моделируемых СЭ представлены в таблице 3.6. Основные параметры материалов, используемые в расчетах, даны в таблице 3.2. Значения времен жизни носителей заряда в слоях эмиттера и базы варьировались.
Расчетная зонная диаграмма фрагмента солнечного перехода на основе n-p GaAs гомоперехода представлена на рис 3.42. Для этой структуры потенциальный барьер в валентной зоне, сформированной слоем (n)AlGaAs окна, предотвращает транспорт дырок от эмиттера к туннельному переходу. Такая традиционная конструкция позволяет избежать рекомбинации в n+ слое туннельного перехода дырок, генерированных в области пространственного заряда и эмиттере. Но она не позволяет избежать рекомбинации в слое эмиттера, которая может оказать существенное влияние на параметры СЭ. Так, на рисунке 3.43 приведены расчетные уровни генерации и рекомбинации для солнечного элемента на основе n-p GaAs гомоперехода при освещении AM1.5D и в режиме короткого замыкания. В расчете использовались значения времени жизни носителей заряда равные te=10–10 с для эмиттера и tb=10–8 с для базы. Уровень рекомбинации в n+ GaAs эмиттере существенно превосходит уровень рекомбинации в базе, что приводит к ухудшению параметров СЭ.
Использование широкозонного эмиттера позволяет избежать рекомбинацион-ных потерь в слое эмиттера. В конструкции солнечных элементов на основе гетеропереходов нужно принять во внимание зонную структуру на гетероинтерфейсе, которая определяется разрывами зон. В случае гетероперехода широкозонный эмиттер n-типа/(p)GaAs база, потенциальный барьер в зоне проводимости не должен препятствовать транспорт электронов из базы в эмиттер. И напротив, потенциальный барьер в валентной зоне должен ограничить транспорт дырок из области пространственного заряда в эмиттер. Поглощение света в широкозонном материале эмиттера, размещенного ниже верхнего перехода несущественно, и поэтому слой широкозонного окна не требуется.
Зонные диаграммы гетеропереходов (n)AlInP/(p)GaAs, (n)GaInP/(p)GaAs и (n)AlGaAs/(p)GaAs рассчитанные с использованием параметров материалов, данных в таблице 3.2, представлены на рисунках 3.44- 3.46. Потенциальные барьеры в валентной зоне достаточно высоки, чтобы избежать транспорта дырок из области пространственного заряда во всех случаях. Рассчитанные уровни генерации и рекомбинации для этих трех солнечных элементов на основе гетеропереходов представлены на рисунке 3.47. Расчет производился для тех же самых как в случае гомоперехода условий и величин времен жизни в слоях эмиттера и базы (te=10–10 с и tb=10–8 с). Уровень рекомбинации в эмиттере для всех трех гетеропереходов намного ниже по сравнению гомопереходом.
В случае GaInP эмиттера уровень рекомбинации на два порядка выше, чем для AlInP и AlGaAs эмиттера. Это происходит вследствие более высокого уровня поглощения в слое GaInP, имеющего меньшую ширину запрещенной зоны по сравнению с AlInP и AlGaAs, поскольку рекомбинация в широкозонном эмиттере вызвана главным образом генерацией дырок в этом слое.
Были рассчитаны характеристики солнечных элементов на основе n-p GaAs гомоперехода и (n)AlInP/(p)GaAs, (n)GaInP/(p)GaAs и (n)AlGaAs/(p)GaAs гетеропереходов в условиях освещения AM 1.5D для различных величин времени жизни неосновных носителей заряда в слоях базы и эмиттера. Полученные зависимости напряжения холостого хода (VOC) в зависимости от времени жизни GaAs неосновных носителей заряда в слое базы (b) для различных величин времени жизни неосновных носителей заряда в слое эмиттера (e) находящихся в диапазоне 0.01 … 1 нс представлены на рисунке 3.48. Для КПД () характерна схожая зависимость (см. вставку рис. 3.48).
