stała Boltzmanna's stała

konstrukcja urządzenia – Kolekcja nośników mniejszościowych

przy wytwarzaniu złącza pn lub heterojunkcyjnych ogniw słonecznych dowolnej konfiguracji, obszar objętościowy lub substrat urządzenia półprzewodnikowego jest lekko lub umiarkowanie domieszkowany zanieczyszczeniami, podczas gdy drugi region (Górna lub „warstwa przednia” lub obszar podświetlany w standardowej ogniwie konfiguracyjnej, dolny lub nie-oświetlony obszar w odwróconym ogniwie słonecznym i cienki, bocznie oświetlony obszar w pionowym ogniwie słonecznym) jest mocno naćpany. To duże stężenie zanieczyszczeń jest wymagane w celu zmniejszenia rezystancji szeregowej ogniwa słonecznego i umożliwienia kontaktu omowego z tym regionem. Należy zauważyć, że duże stężenie zanieczyszczeń zmniejsza żywotność nośnika i tworzy „martwą warstwę”. Ta „Martwa warstwa” nie jest problemem w odwróconych lub pionowej konfiguracji ogniw słonecznych, ale jest głównym problemem dla standardowej konfiguracji ogniw słonecznych. Dlatego ze względu na koszty (im grubszy obszar ogniwa słonecznego, tym większy koszt produkcji) oraz, w standardowych ogniwach słonecznych, w celu zminimalizowania szerokości „martwej warstwy”, pożądane jest utrzymanie tego drugiego obszaru do minimalnej grubości.

z rozdziału III mamy następujące wyrażenia dotyczące zasięgu pola elektrycznego złącza do regionów p I N ogniwa słonecznego złącza krok pn.

gdzie xn jest odległością ekspansji obszaru ładunku przestrzennego do regionu n od złącza (przyjmowanego jako x = 0), xp, jest ekspansją do regionu p, ∈ jest przenikalnością półprzewodnika, ND jest stężeniem zanieczyszczeń w regionie N, A NA jest stężeniem zanieczyszczeń w regionie P. Ilość, VD, jest napięciem sieciowym na złączu i jest podana przez:

gdzie Vp jest napięciem fotowoltaicznym, a VB jest napięciem wbudowanym na złączu stopniowym i jest oznaczana z:

gdzie k to stała Boltzmanna, T to Temperatura bezwzględna złącza, a ni to wewnętrzne stężenie nośnika*.

rozważmy połączenie stopnia pn z NL ≫ NS#. W tej sytuacji wartość XL’, Szerokość ładunku kosmicznego (lub pola elektrycznego) w „warstwie przedniej” będzie równa zeru (zob. równanie VI.1). W heterojunkcyjnym ogniwie słonecznym jest to również skuteczne, ponieważ różnica w szerokościach luki energetycznej dla dwóch materiałów zmusza pole elektryczne do rozszerzenia tylko do półprzewodnika z niższą luką energetyczną. W połączeniach metal/półprzewodnik lub metal-tlenek/półprzewodnik pole elektryczne rozszerza się głównie do warstwy podłoża półprzewodnikowego. Wartość XS, szerokość ładunku przestrzennego w podłożu, wynosi co najwyżej Xs’, gdzie:

tutaj, XS’ został obliczony przy założeniu wbudowanego napięcia równego szerokości szczeliny pasma półprzewodnika i stężenia nośnika równego wartości wewnętrznej, ni.

należy zauważyć, że zgodnie z założeniami, to pole elektryczne (region wyczerpania) rozciąga się na półprzewodnik w złączach MOS i schottky ’ ego, na mniejszą lukę energetyczną półprzewodnika w heterojunkcjach i na lekko domieszkowany region substratu w złączach stopniowych PN. Przypomnijmy również, że rozważamy ogniwa słoneczne o praktycznej całkowitej grubości 150 µm*. Szerokość pola elektrycznego podana w tabeli VI.2 wystarcza do całkowitego wypełnienia regionu podłoża dla wszystkich standardowych, pionowych i odwróconych ogniw słonecznych. Tabela VI.2 opiera się jednak na trzech założeniach, z których żadne nie może być w pełni zrealizowane w realistycznym ogniwie słonecznym. Pierwszym założeniem jest to, że podłoże jest wewnętrzne. W praktyce technologia z początku lat 90. nie spełnia tego wymogu. Rozsądna technologia ograniczona minimalna wartość dla Ns wynosi 1014 / cm3. Ponadto, aby obniżyć prąd upływu nasycenia Diody ogniwa słonecznego, Ns na ogół musi być rzędu 1015 / cm3. Drugim założeniem jest to, że napięcie złącza jest tylko napięciem wbudowanym złącza stopniowego i jest równe szczelinie energetycznej złącza pn (lub szczelinie energetycznej półprzewodnika substratowego w ogniwie słonecznym heterojunkcyjnym, Mos lub Schottky ’ ego. W praktyce napięcie złącza jest zawsze mniejsze niż szerokość szczeliny energetycznej (zob. równanie VI.3). Trzecim czynnikiem, który musi być uwzględniony w każdej dyskusji o szerokości warstwy zubożającej podłoże, jest to, że ogniwo słoneczne staje się przesunięte do przodu, ze względu na separację / zbiór par dziura-elektron. W rezultacie, napięcie, VD, w równaniu VI.2 jest zmniejszane, szybko, do pewnego ułamka volt#.

aby oszacować napięcie przyłączeniowe, które faktycznie istnieje w ogniwie słonecznym Schottky 'ego BARRIER, należy rozważyć maksymalny potencjał Wbudowany dla ogniwa słonecznego Schottky’ ego barrier. Biorąc pod uwagę tę wartość, możemy zastąpić VB w równaniu VI.2, a więc określić grubość warstwy zubożenia, dla wbudowanego napięcia (np. dla warunków zwarcia), Xss:

należy zauważyć, że wartości bariery wymienione w tabeli Vi.3 zależą od metalu, półprzewodnika i od typu półprzewodnika. Podane wartości są wszystkie mniejsze niż jeden wolt i są mniejsze niż Luka energetyczna.

węzeł mos jest mniej znany niż węzeł Schottky ’ ego. Od 1993 r.ten typ ogniw słonecznych został zbudowany głównie na krzemie ze względu na łatwość wytwarzania wymaganej cienkiej warstwy tlenku (patrz rozdział V) za pomocą tego półprzewodnika. Dla tego typu bariery podano wartości energii bariery 0,85 (dwutlenek glinu-krzemu-na krzemie typu p) i 0,67 (chrom-krzemionka-na krzemie typu p). Dane z innych źródeł dotyczące barier mos zarówno na podłożach z arsenku krzemu, jak i galu wskazują na podobne wartości. Należy zauważyć, że zmniejszone prądy upływowe, wynikające z warstwy tlenku, sprawiają, że urządzenia te obiecują; nawet jeśli, jak dotąd, niewystarczająco zrozumiałe.

trudno jest przewidzieć efektywny potencjał barierowy heterojunkcji. Przybliżone oszacowanie może być dokonane przez obserwację napięcia obwodu otwartego heterojunkcyjnego ogniwa słonecznego. Od Sreedhara i Sahi i Milnesa niektóre wartości napięć heterojunkcyjnych ogniw słonecznych w układzie otwartym to: (1) Luka typu N na P-Typ Si, 0,67 V; (2) Luka typu N na P-Typ GaAs, 0.82 V; (3) szczelina typu P na GaAs typu N, 1,05 V; oraz (4) ZnSe typu N na GaAs typu P, 0,925 V. Należy zauważyć, że wartości te są w kolejności od wartości podanych w tabeli VI.5 dla złączy pn. Obliczenia szerokości warstwy zubożenia podłoża przy użyciu tych napięć barierowych prowadzą do wyników podobnych pod względem wielkości do wyników z tabeli VI.4 w równaniu VI.5 dla Schottky ’ ego i tabeli VI.5 w równaniu VI.3 dla połączeń pn.

należy zauważyć, że szerokość warstwy zubożającej w tabeli VI.6 jest nie tylko znacznie mniejsza niż szerokość pola elektrycznego w tabeli VI.2, ale jest również znacznie mniejsza niż grubość optycznego pochłaniania półprzewodnika (150 µm). Jeśli rozdzielanie/gromadzenie pary elektron-dziura zależałoby wyłącznie od szerokości warstwy zubożającej, wydajność standardowych i odwróconych ogniw słonecznych byłaby w dużej mierze negowana. Na szczęście istnieją inne zjawiska, które mogą pomóc w produkcji fotokurrentu. Zjawiska te są wykorzystywane do wprowadzenia optycznie generowanych nośników w zasięg pola elektrycznego w warstwie zubożenia ogniwa słonecznego. Po pierwsze, rozważmy długość dyfuzji w półprzewodniku i do jakiego stopnia skutecznie rozszerza ona zakres zbierania warstwy zubożenia.

po wygenerowaniu przez absorpcję fotonów w obszarach masowych (obszary bez pola elektrycznego) ogniwa słonecznego, pary dziura-elektron poruszają się losowo przez półprzewodnik. Jeśli w krysztale półprzewodnika znajdzie się złącze, w jego pobliżu będzie oczywiście pole elektryczne. Pole to służy do zbierania par elektron-dziura i ich rozdzielania, tworząc w ten sposób gradient stężenia w parach elektron-dziura. Teraz rozważmy region typu P ogniwa słonecznego. Elektrony w tym regionie, blisko regionu wyczerpania często, losowo, poruszają się w polu elektrycznym. Kiedy to nastąpi, elektrony są przyspieszane przez złącze do strony typu N. Podobny proces zachodzi oczywiście do otworów losowo poruszających się po stronie typu n, gdy są one przyspieszane w kierunku strony typu P. Efektem tego usuwania nośnika mniejszościowego jest wytworzenie gradientu stężenia elektronów między obszarem masowym po stronie typu p a krawędzią obszaru wyczerpania. Tak więc, elektron w długości dyfuzji złącza po stronie typu p zostanie zebrany (to samo dotyczy otworów w długości dyfuzji złącza po stronie typu n). Długość dyfuzji, L, jest określona przez:

gdzie, z rozdziału III:

okresy życia, τ i ruchomości, μ, dla półprzewodników wykorzystywanych jako przykłady w tej pracy zostały omówione w Rozdziale III. Przypomnijmy, że te właściwości materiału są funkcjami temperatury i stężenia zanieczyszczeń. W tym rozdziale rozważamy działanie ogniw słonecznych w temperaturze pokojowej (27°C). W poprzednim omówieniu szerokości warstwy zubożenia zastosowano stężenie zanieczyszczeń substratu wynoszące 1014/cm3 i wysokie stężenie zanieczyszczeń „warstwa przednia” wynoszące 5 × 1019 / cm3. Kilka dodatkowych słów dotyczących „praktyczności” tych stężeń jest w porządku. Stężenie „przedniej warstwy” zmienia się wraz z odległością do półprzewodnika. Jeśli „warstwa przednia” jest wynikiem procesu dyfuzji, stężenie zanieczyszczeń na powierzchni jest znacznie wyższe niż na skrzyżowaniu. Zazwyczaj NL (x) podąża za krzywą funkcji błędu o stężeniu powierzchniowym przekraczającym albo pasmo przewodzenia, albo gęstość pasma walencyjnego Stanów (patrz Dodatek B i). Jeśli „warstwa przednia” jest wynikiem implantacji jonów, gęstość zanieczyszczeń osiąga szczyt w pewnej odległości do półprzewodnika; odległość określona przez półprzewodnik, jego orientację krystaliczną, gatunki zanieczyszczeń i energię implantu . Wykorzystując nowoczesne technologie , takie jak epitaksja wiązki molekularnej, możliwe jest utrzymanie stężenia „przedniej warstwy” na poziomie gęstości Stanów, który wynosi w przybliżeniu 5 × 1019/cm3. To stężenie zanieczyszczeń jest wystarczająco wysokie, aby negatywnie wpłynąć na żywotność „warstwy przedniej”, ale jest również wystarczająco wysokie, aby utrzymać cienką” warstwę przednią ” bez nadmiernego oporu.

stężenie zanieczyszczeń substratu musi być małe, aby zwiększyć długość dyfuzji i szerokość warstwy zubożającej, ale musi być wystarczająco wysokie, aby zmniejszyć opór serii luzem ogniwa słonecznego. Ta rezystancja serii masowych, rD, jest określona przez:

gdzie 1 oznacza Długość podłoża (ogólnie przyjmuje się, że w tej pracy wynosi 150 µm); AD to obszar przyłączenia ogniwa słonecznego, który Zakładamy, jest równy powierzchni przekroju poprzecznego substratu; µSm to większość nośnika nośnika substratu; A NS to stężenie zanieczyszczeń w substracie. W rozdziale V, w związku z prądem nasycenia, zastosowaliśmy stężenie zanieczyszczeń substratowych na poziomie 1016/cm3. Spowodowało to niską wartość gęstości prądu nasycenia. Wcześniej w tym rozdziale wykorzystaliśmy stężenie zanieczyszczeń substratu wynoszące 1014 / cm3, ponieważ wartość ta daje szerszą szerokość warstwy zubożenia, kosztem zwiększonej gęstości prądu nasycenia. W praktyce stężenie nośnika wynoszące około 1015 / cm3 zapewnia zadowalającą równowagę między rezystancją szeregową, długością dyfuzji, prądem nasycenia i technologią przetwarzania.

Z dyskusji dotyczącej grubości „martwej warstwy” w rozdziale V, silnie domieszkowany obszar „warstwy przedniej” w złączu kroku standardowego lub pionowego i heterojunkcyjnych ogniwach słonecznych powinien być mały, o maksymalnej grubości poniżej mikrona. Ponieważ region ten ma niską żywotność (zob. tabela VI. 7), a prędkość rekombinacji powierzchniowej tak silnie domieszkowanych regionów jest wysoka, jest mało prawdopodobne, aby duży odsetek nośników został zebrany i oddzielony w tym regionie. Długości dyfuzji dla” warstwy przedniej ” podane w tabeli VI.8 są zatem odpowiednie. Podłoże to jednak inna sprawa. Dla DOWOLNEJ KONFIGURACJI ogniwa słonecznego pary elektron-dziura będą generowane przez absorpcję fotonów w pewnej odległości od oświetlonej powierzchni. Na rysunkach IV.7 I IV.8 odległość tę podano w tabeli VI. 9.

tabela VI.9. The approximate depth beneath the illuminated surface at which electron-hole pair optical generation ceases (μm)

Semiconductor	Si	InP	GaAs	CdTe	AlSb	CdSe
Depth	1000	0.3	2	20	8	1

From practical considerations we have set the maximum solar cell thickness to a value of 150 μm. Powoduje to utratę potencjalnie zamiennej energii słonecznej o około 5% W przypadku krzemowych ogniw słonecznych. Zauważ, że w przypadku innych półprzewodników absorpcja zachodzi tak szybko, że ta ograniczona grubość ogniwa słonecznego nie ma wpływu. Porównując wartości głębokości absorpcji optycznej w tabeli VI. 9 z długościami dyfuzji przedstawionymi w tabeli VI.8, widzimy, że dla ogniw słonecznych o grubości 150 µm Długości dyfuzji dla wszystkich sześciu przykładowych materiałów półprzewodnikowych są wystarczające do zebrania wszystkich optycznie wygenerowanych nośników ładunku dla ogniw słonecznych o standardowej konfiguracji*.

rozważ odwrócone i pionowe ogniwa słoneczne. Z naszych dyskusji w związku z rysunkami VI. 1 I VI. 2 oraz tabelami VI. 9 wynika, że w tych konfiguracjach możliwe jest generowanie pary optycznej dziura-elektron w odległości około 150 µm od złącza. Biorąc pod uwagę mniejszościowe długości dyfuzji nośnika z tabeli VI.8, zauważamy, że jeśli substrat jest typu p, to krzem, fosforek indu, arsenek galu i tellurek kadmu mają potencjał zbierania prawie wszystkich par dziura-elektron. Nie wszystko, ponieważ nawet w przypadku krzemu o długości dyfuzji nośnika 557 µm, długość dyfuzji w żadnym z tych przykładowych półprzewodników nigdy nie przekracza czterokrotnie granicy 150 µm. W przypadku fosforku indu i arsenku galu długość dyfuzji jest w przybliżeniu równa maksymalnej odległości generowania 150 µm. W przypadku substratów typu n tylko krzem ma wystarczająco dużą, mniejszościową długość dyfuzji nośnika, wystarczająco długą, aby zapewnić zbiór większości par dziura-elektron.

istnieje dodatkowe źródło utraty ładunku. Oświetlona powierzchnia ogniw słonecznych o konfiguracji połączenia pionowego jest tworzona przez przecięcie oryginalnego wafla (patrz dyskusja w powiązaniu z Rys. VI. 2). Procedura ta zwiększa prędkość rekombinacji powierzchniowej i zmniejsza fotokurrent dla tych urządzeń. Zauważ, że ten problem nie jest tak poważny w przypadku ogniw słonecznych o odwróconej konfiguracji. W przypadku takiej konfiguracji urządzenia proces produkcji jest dostosowany w celu zminimalizowania prędkości rekombinacji powierzchniowej. W standardowej konfiguracji ogniw słonecznych rekombinacja powierzchniowa przyczynia się do” martwej warstwy”, a zatem została już uwzględniona. Na koniec należy zauważyć, że przy kontakcie z podłożem przyjmuje się, że rekombinacja powierzchniowa jest zasadniczo nieskończona (patrz omówienie w Rozdziale III). Powoduje to mniejszościowy gradient stężenia w pobliżu kontaktu z podłożem, który leje nośniki ładunku w złym kierunku. Badanie rysunku VI.1 zademonstruje czytelnikowi, że problem ten jest nieistotny dla ogniw słonecznych o standardowej konfiguracji i tych ogniw słonecznych o odwróconej konfiguracji z ich stykami podłoża na nieoświetlonej powierzchni. Jest to jednak ważne dla ogniw słonecznych z pionowym złączem, co powoduje „martwą warstwę” w pobliżu kontaktu z podłożem i zmniejsza ogólną wydajność ogniwa słonecznego.

istnieje rozwiązanie wszystkich tych problemów; rozwiązanie, które ma dodatkową zaletę zmniejszenia rezystancji serii podłoża. Rozważmy schemat energii względem odległości dla ogniwa słonecznego pokazany na rysunku VI. 3.

rysunek VI.3. Ogniwo słoneczne o zmiennym stężeniu zanieczyszczeń w podłożu. Ec to dolna krawędź pasma przewodnictwa, EF to poziom Fermiego, a EV to górna krawędź pasma walencyjnego.

na rysunku VI.3 zakłada się, że silnie domieszkowana „warstwa przednia” ma stałe stężenie zanieczyszczeń w przybliżeniu 5×1019/cm3 przy x = 0 (złącze) substrat jest stosunkowo lekko domieszkowany (stężenie zanieczyszczeń w przybliżeniu 1019/cm3), ale stężenie zanieczyszczeń (akceptor w przykładzie z fig.VI.3) substratu zwiększa się wraz ze wzrostem odległości od złącza. Rezultatem jest wbudowane pole elektryczne, które napędza przewoźników mniejszościowych w kierunku skrzyżowania. Pole to jest podane przez:

(VI.9) E(x)=kTqNS(x) ∂NS(x)∂x,

gdzie NS(x) jest stężeniem zanieczyszczeń substratu. Wartość ta waha się od około 1014/cm3 do wartości rzędu 1017 do 1018 / cm3 (wartość mniejsza niż jedna dziesiąta wartości gęstości efektywnej stanów dla substratu*). Zauważ, że jeśli chcemy stałej wartości pola elektrycznego, E wtedy stężenie zanieczyszczeń substratu będzie:

(VI.10)ns(x)=NS(o)exp{qEx/kT},

gdzie NS(o) jest stężeniem zanieczyszczeń substratu na skrzyżowaniu, a x jest dodatnie do substratu#.

przyjmuje podłoże o szerokości 150 µm. Następnie dla pola elektrycznego w podłożu 16 woltów / cm stosunek Ns (150) / Ns(o) wynosi dziesięć tysięcy. Biorąc pod uwagę takie pole, rozszerzające szerokość podłoża, możemy zebrać w zasadzie wszystkie pary dziura-elektron wytworzone w podłożu i przetransportować je do krawędzi warstwy zubożenia. Z kolei warstwa zubożenia oddziela pary dziura-elektron. Dodatkową zaletą jest to, że omawiane tutaj stopniowane podłoże służy również do odsprzęgnięcia prędkości rekombinacji powierzchniowej przy kontakcie z podłożem .

zastanów się nad fotoprądem, jakiego można oczekiwać w ogniwie słonecznym o konfiguracji standardowej, odwróconej lub pionowej. Załóżmy, że mamy odwróconą konfigurację ogniwa słonecznego, z stopniowanym podłożem, 95% wydajną powłoką antyrefleksyjną i 100% wydajnością zbierania dla wszystkich wygenerowanych par otworu-elektronu. Oczekiwana gęstość fotoprądu jest zgodna z tabelą VI. 10.

tabela VI.10. Estimated photocurrent density (mA/cm2) in an inverted configuration solar cell at 300° K

Semiconductor	Si	InP	GaAs	CdTe	AlSb	CdSe
AM0-conditions	44.65	41.7	37.2	35.8	28.6	26.0
AM1-conditions	36.1	31.8	28.7	27.2	21.9	20.5

w przypadku ogniwa słonecznego o konfiguracji pionowej musimy uwzględnić dodatkowe straty w wyniku rekombinacji powierzchni, ponieważ oświetlona powierzchnia została wycięta z płytki (patrz dyskusja dołączona do rysunku VI.2). Zakładając rozsądną prędkość rekombinacji powierzchniowej wynoszącą 10 000 cm / sekundę i wykorzystując dane z tabeli VI. 7 i rysunku III.8, możemy oszacować, że maksymalna możliwa do zrealizowania gęstość fotokurrentów będzie około 5% poniżej fotokurrentów odwróconego ogniwa słonecznego, co daje liczby z tabeli VI. 11.

rysunek VI.8. Fotowoltaika, gdy dostarczona moc ogniwa słonecznego jest maksymalna, VD’, dla standardowych ogniw słonecznych konfiguracji, jako funkcja bariery i podłoża, w świetle AM1, w temperaturze 300°K i dla sześciu przykładowych półprzewodników.

symbole połączeń: H dla heterojunkcji, P dla złącza pn, S dla bariery Schottky ’ ego i B Dla zarówno pn, jak i heterojunkcji.

Symbole substratu: n dla typu n, p dla typu p I e dla dowolnego typu.

tabela VI.11.

półprzewodnik	Si	InP	GaAs	CdTe	alsb	CdSe
am0-warunki	42.7	39.5	35.3	33.9	27.1	24.7
AM1-conditions	34.2	30.1	27.2	25.7	20.8	19.5

In studying Table VI.12 jest oczywiste, że wysoki współczynnik absorpcji INP powoduje niezwykle wysokie straty rekombinacji w ogniwach słonecznych o standardowej konfiguracji złącza krok pn. Należy również zauważyć, że dla każdego z przykładowych półprzewodników występuje spadek oczekiwanej gęstości fotokurrentowej z konfiguracji odwróconej przez konfigurację pionową i do konfiguracji standardowej. Spadek ten jest niewielki, gdy porównuje się ogniwa słoneczne o konfiguracji pionowej i odwróconej, ale ma duże proporcje, gdy rozważa się ogniwa słoneczne o standardowej konfiguracji. Nie można przecenić faktu, że wartości oczekiwanej gęstości fotokurrentowej w tabelach VI.10 do VI.12 są szacunkowe i w dużym stopniu zależą od technik wytwarzania stosowanych w konstruowaniu ogniw słonecznych, od orientacji kryształu powierzchniowego i od samego półprzewodnika. Wartości wymienione powyżej powinny być możliwe do zrealizowania, jeśli zostanie zachowana wystarczająca ostrożność, ale „błędy”w technologii produkcji i przygotowaniu powierzchni mogą spowodować znaczne zmniejszenie.

ogólnym celem tego rozdziału jest zapewnienie oszacowania wydajności dla kilku „realistycznych” sytuacji. Oszacowania gęstości fotokurrentowej heterojunction i PN step junction zawarte w tabeli VI. 12 są uzasadnione. Bardziej problematyczne są szacunki gęstości fotokurrentowej Schottky ’ ego. Aby umożliwić fotonową penetrację warstwy metalu na szczycie Diody Schottky ’ ego, warstwa musi być bardzo cienka (<500 Å) . Mimo to istnieje znaczna strata z powodu odbicia fotonów, a gęstość fotoprądu w takich urządzeniach jest niewielka.