CC BY
176
ФИЗИКА
УДК 621.383
С. А. Онищук
ДЕГРАДАЦИЯ СОЛНЕЧНЫХ ЭЛЕМЕНТОВ ПРИ НЕЙТРОННОМ И ПРОТОННОМ ОБЛУЧЕНИИ
Исследована деградация солнечных элементов (СЭ) на основе монокри-сталлического кремния при нейтронном и протонном облучении. Рассмотрен характер взаимодействия этих частиц с кремнием, влияние радиационных дефектов на р-п-переход СЭ. В обоих случаях до и после облучения исследованы световые и темновые ВАХ и спектральная чувствительность СЭ. Выявлены общие черты изменения характеристик СЭ и различие в этих изменениях. Приведены расчеты, позволяющие пересчитать деградацию СЭ, облучая их реакторными нейтронами, в соответствующую деградацию СЭ при протонном облучении.
Для космических аппаратов основным источником электроэнергии являются солнечные батареи, состоящие из солнечных элементов (СЭ). Стойкость СЭ к радиационному облучению определяет срок службы солнечных батарей и, соответственно, самих космических аппаратов. Наиболее значительный вклад в деградацию СЭ вносят протоны. Вследствие этого исследования деградации СЭ в земных условиях проводятся на ускорителе протонов, и такие исследования довольно дорогостоящие.
Экономически выгоднее было бы исследовать деградацию СЭ, облучая их реакторными нейтронами, однако характер взаимодействия этих частиц с кремнием, из которого изготовляется большинство СЭ, различен. Тем не менее сравнительный анализ деградации СЭ при обоих видах облучения мог бы позволить пересчитывать результаты облучения СЭ нейтронами в соответствующую деградацию СЭ при протонном облучении.
Целью данной работы было изучение деградации СЭ при протонном и нейтронном облучении.
Методики проведения экспериментов по облучению СЭ нейтронами и протонами были очень близки. В обоих случаях исследуемые СЭ были изготовлены на подложках из монокристаллического кремния марки КСД-3, выращенного методом Чохральского с ориентацией поверхности {111}, и отличались только размерами (30 х 40 мм для нейтронного облучения и 20 х 15 мм для протонного), что не принципиально.
В обоих случаях до и после облучения были исследованы световые и темновые вольт-амперные характеристики (ВАХ) и спектральная чувствительность СЭ.
Облучение СЭ реакторными нейтронами проводилось в реакторе ВВРМ-10. СЭ были облучены быстрыми нейтронами со средней энергией 2,2 МэВ флюенсами 1011, 1012, 1013, 1014 н/см2.
Облучение СЭ протонами производилось на установке У-240 в прямом пучке с лицевой стороны СЭ на воздухе при температуре около 15°С при
комнатном освещении люминесцентными лампами в режиме короткого замыкания. СЭ были облучены моноэнергетическими протонами со средней энергией 20,0 МэВ флюенсами 3-1010, 3-1011, 3-1012 и 3-1013 пр/см2.
При облучении и протонами, и нейтронами характеристики СЭ изменились подобным образом. Зависимость деградации световых вольт-амперных характеристик СЭ от флюенса нейтронов при облучении приведены на рисунке 1. Видно, что все облученные СЭ деградировали, причем чем больше флюенс облучения, тем сильнее деградация.
мА/см2
и, мВ
Рис. 1 Световые ВАХ СЭ: 1 - до облучения; после облученния нейтронами флюенсами: 2 - 1011; 3 - 1012; 4 - 1013; 5 - 1014 н/см2
Анализ данных показывает, что из измеренных параметров СЭ сильно падают напряжение холостого хода ихх, ток короткого замыкания 1кз и КПД при практически неизменном коэффициенте заполнения ВАХ. Практическое значение имеет эффективность СЭ, т.к. она определяет среднюю мощность, отдаваемую батареями.
Для определения причин деградации СЭ были измерены спектральные чувствительности приборов для обоих типов облучения. Видно (рис. 2, 3), что их ухудшение происходит в основном в «красной» части спектра. Это свидетельствует об уменьшении вклада в фототок базовой области приборов. Следовательно при облучении снижается величина диффузионной длины неосновных носителей заряда в базе при практически неизменной диффузионной длине в эмиттере.
Полученный результат объясняется тем, что и протоны, и нейтроны таких энергий проникают на значительную глубину в СЭ, где и создают дефекты, распределенные по толщине прибора. В то же время толщина эмиттера (около 0,5 мкм) почти на три порядка меньше толщины базовой области СЭ (350-400 мкм). Таким образом, на долю эмиттера приходится значительно меньшее количество радиационных дефектов (РД), чем на базу СЭ, что соот-
ветствующим образом сказывается на изменении диффузионных длин обеих областей приборов.
а, мкА/мВт
X, нм
Рис. 2 Спектральная чувствительность СЭ: 1 - до облучения; после облучения нейтронами флюенсами: 2 - 1011; 3 - 1012; 4 - 1013; 5 - 1014 н/см2
а, мкА/мВт
X, нм
Рис. 3 Спектральная чувствительность СЭ: 1 - до облучения; после облучения протонами флюенсами: 2 - 3-1010; 3 - 3-1011; 4 - 3-1012; 5 - 3-1013 пр/см2
Кроме того, при малых флюенсах облучения протонами в «синей» области, где основной вклад в ток происходит носителями из эмиттерной области, наблюдается некоторое улучшение спектральной чувствительности. Этот эффект связан, видимо, со встраиванием протонов в кристаллическую решетку кремния подобно тому, как это происходит при водородной пассивации.
Согласно [1] зависимость пробега протонов (Я, мкм) от их энергии может быть представлена эмпирической формулой
Я=аЕп, (1)
где а и п - некоторые постоянные. Для протонов в кремнии п = 1,74, а значение параметра а = 13,27. Приведенное там же рассчитанное по формуле (1) значение длины пробега протонов с энергией 20 МэВ в кремнии равно 2,4 мм, что намного превышает толщину СЭ. Исходя из этого можно считать, что дефекты в базе СЭ расположены практически равномерно.
На рисунке 4 приведены значения диффузионной длины Ь в базах СЭ в зависимости от флюенса частиц для протонов и нейтронов, определенные по измерениям спектральной чувствительности. Видно, что радиационная стойкость СЭ для нейтронного излучения существенно выше, чем для протонного. Экспериментальные точки зависимости диффузионной длины в базе СЭ Ь от флюенса частиц Г хорошо описываются соотношением
-2 = -2 + кГ , (2)
ь2 Ь0
где к - константа повреждаемости; Ь0 - исходная диффузионная длина.
Рис. 4 Зависимость диффузионной длины неосновных носителей заряда в базе СЭ от флюенса облучения: 1 - облученных протонами; 2 - нейтронами;
3, 4 - теоретические с кпр = 2,86 • 10-6 и кн = 5,0 • 10-7
Рассчитанные по приведенным данным значения констант повреждаемости к составили кпр = 2,86 • 10-6 и кн = 5,0 • 10-7 для протонов и нейтронов соответственно. Полученные результаты указывают на меньшую скорость введения центров рекомбинации радиационного происхождения в случае облучения нейтронами.
Это подтверждают и прямые темновые ВАХ, представленные на рисунке 5.
/, мА/см2 2
и, мВ
Рис. 5 Темновые ВАХ СЭ для максимальных флюенсов облучения:
1 - необлученных; 2 - облученных нейтронами; 3 - облученных протонами
Влияние облучения на р-п-переход в обоих случаях выразилось в том, что после облучения вырос обратный рекомбинационный ток с увеличением флюенса частиц, что связано с накоплением РД. Такую разницу в величинах констант повреждаемости при облучении протонами и нейтронами следует искать в различии взаимодействия частиц с веществом.
Рекомбинация носителей заряда в кремнии, облученном и протонами, и нейтронами происходит на разупорядоченных областях, причем определяется их примесно-дефектной оболочкой [2]. Отсюда следует, что при нейтронном облучении в кремнии разупорядоченные области характеризуются меньшей примесно-дефектной оболочкой. Это можно объяснить различием у кремния механизмов образования радиационных дефектов для разного вида частиц, причем и поверхность пластин кремния, и внутренние дефекты структуры материала являются стоками для подвижных РД. Результаты измерения темновых ВАХ облученных СЭ указывают на усиление рекомбинационного тока с увеличением флюенса частиц, что также связано с накоплением РД.
Темновые ВАХ кремниевых пластин с мелким р-п-переходом таким, как у СЭ, имеют вид ломаной линии, причем левая часть характеристик приблизительно до напряжения 350 мВ является областью, где преобладают рекомбинационные токи, а правая - диффузионные. Темновые ВАХ можно описать выражением
I = /0 \ ехр
е(и - Ж,) Л1кГ
- Н + /г <]ехр
е(и - ІЯ,) Л2 кТ
Яг
(3)
где I - полный ток, проходящий через р-п-переход; 10 - диффузионный ток; 1Г -рекомбинационный ток; - последовательное сопротивление; Кр - шунти-
рующее сопротивление; и - напряжение; е - заряд электрона; к - постоянная
Больцмана; Т - абсолютная температура; А\ и А2 - коэффициенты неидеаль-ности для диффузионного и рекомбинационного токов соответственно.
В связи с этим ВАХ можно аппроксимировать таким образом, что области диффузионного и рекомбинационного токов будут представлять прямые линии. Тогда пересечение этих прямых с осью плотностей токов даст величины плотностей диффузионного и рекомбинационного токов, а по наклонам прямых можно вычислить коэффициенты неидеальности.
Рассчитанные плотности токов и коэффициенты неидеальности для показанных на рисунке 5 ВАХ СЭ представлены в таблице 1.
Таблица 1
Параметры р-п-перехода для различных видов облучения
необлученные СЭ облученные нейтронами облученные протонами
/0, мкА/см2 0,0043 1,00 3,20
1г, мкА/см2 0,17 4,8 37,6
Аі 1,6 1,9 2,1
А2 2,9 2,6 3,9
Из представленных СЭ наименее дефектными являются необлученные СЭ, не имеющие РД. У СЭ, облученных нейтронами, рекомбинационная активность значительно выше, т.к. возникают дефекты, образующиеся при взаимодействии нейтронов с кремнием. У протонно-облученных СЭ дефектность структуры еще более высокая, судя по результатам сравнения световых ВАХ и спектральной чувствительности.
В диффузионный и рекомбинационный токи основной вклад дает базовая область полупроводниковой структуры типа СЭ, имеющая проводимость р-типа. Неосновными носителями заряда в ней являются электроны. Из таблицы 1 видно, что численные значения плотностей и диффузионного, и рекомбинационного токов существенно возрастают с увеличением дефектности кремния. Причем возрастание рекомбинационного тока легко объяснить усилением рекомбинации на дефектах структуры. Если учесть, что рекомбинационный ток 1Г ~ йкТпг£/тп2ф, где й - ширина области пространственного заряда, п - собственная концентрация носителей заряда, S - площадь р-п-перехода, тп - эффективное время жизни, ф - эффективный потенциальный барьер р-п-перехода, то понятно, что увеличение 1Г связано с уменьшением либо тп, либо ф, на которые влияет рекомбинационная активность структуры полупроводника.
Диффузионный ток 10 = в(Оп/Тп)112С1Ъ(1/Ьп)( п?Б/Ша), где Бп - эффективный коэффициент диффузии, I - толщина базы, Ьп - эффективная диффузионная длина, Ша - концентрация акцепторов. Учитывая, что Ьп = тпОп, повышение диффузионного тока с увеличением дефектности кремния можно также связать с уменьшением тп и, соответственно, Ьп. Однако для максимального флюенса облучения эффективная диффузионная длина приблизительно одинакова в обоих случаях облучения.
Это можно связать со спецификой мелкого р-п-перехода, когда при диффузии фосфора в эмиттерном слое из-за высокой концентрации фосфора образуются многочисленные рекомбинационные примесные комплексы,
влияющие на кристаллическую решетку кремния. Коэффициенты неидеаль-ности для глубокого р-п-перехода на монокристаллическом кремнии обычно принимают значения А1 = 1 и А2 = 2. В нашем случае их величины для всех видов СЭ существенно выше, причем, как и токи, также с увеличением дефектности полупроводникового материала в основном растут.
Дефекты в области пространственного заряда являются причиной как увеличения рекомбинационного тока, так и больших значений А2. Эффективное время жизни неосновных носителей заряда в этой области также может несколько отличаться от времени жизни в базовой области.
Четыре вида взаимодействий (гравитационное, слабое, электромагнитное и сильное (ядерное)) характеризуются константой взаимодействия, которая в целой положительной степени входит множителем в выражения для вероятностей соответствующих процессов. Константы гравитационного и слабого взаимодействий чрезвычайно малы по сравнению с другими и по этой причине не принимаются во внимание при рассмотрении явлений микромира. Константа электромагнитного взаимодействия равна 1/137, константа адронного взаимодействия - порядка единицы, т.е. вероятности этих двух типов процессов сравнимы по величине. Для каждой элементарной частицы возможны один или несколько из видов взаимодействий.
Общеизвестно различие в поведении медленных протонов и нейтронов в веществе. Нейтроны малых энергий захватываются ядрами, вызывая их превращения, в то время как медленные протоны не вступают в ядерные реакции, т.к. не в состоянии приблизиться к ядру на достаточно малое растоя-ние, чтобы могли проявиться адронные силы. В рамках сильных взаимодействий нейтроны и протоны проявляют совершенно одинаковые качества, что дает основание рассматривать их как один класс элементарных частиц, получивший название нуклонов.
Результатом взаимодействия быстрых нуклонов с адронным полем ядра является упругое рассеяние или неупругое столкновение. Образующееся при этом ядро отдачи, а также вторичные частицы - продукты реакции, обладая значительной скоростью, вызывают смещения атомов облучаемого материала из узлов кристаллической решетки [1].
Характер взаимодействия заряженных частиц с атомами вещества определяется их энергией [2]. Для таких частиц, как протоны, если их энергия не превышает 20-40 МэВ, как в нашем случае, взаимодействие с атомами среды определяется кулоновскими силами. Необходимо также заметить, что пробег заряженных частиц в веществе и, следовательно, потеря ими энергии определяются, скорее, ионизационными процессами, чем упругими взаимодействиями. Видимо, поэтому и наблюдаются большие значения величин констант повреждаемости при облучении протонами, что эти частицы проявляют еще и кулоновское взаимодействие с атомами вещества в отличие от нейтронов, а, кроме того, энергия протонов на порядок выше.
На основе теоретических расчетов, приведенных в работе [3], можно оценить соотношение между концентрациями радиационных дефектов в кремнии, полученных в результате облучения СЭ протонами и нейтронами указанных энергий для одинаковых флюенсов. Концентрации дефектов Шй связаны с флюенсами частиц F следующим уравнением:
Шл F
14 йп _ V п
шйп=к-рт; • 4
причем коэффициент Кп,р представляет собой отношение
ъг _ °йп^п /<т\
Кп, р = , (5)
ЯйрУр
где ой - эффективное сечение смещения атома-мишени; V - среднее число смещенных атомов, создаваемых одним первично смещенным атомом, включая и сам атом.
Конкретно для случая облучения реакторными нейтронами кремния ой можно вычислить по формуле
Ойп = 2,6 • 10-28(1 - Ей/0,113 Еп), (6)
где Еп - энергия нейтронов, в нашем случае 2,2 МэВ; Ей - некоторая пороговая энергия, характеризующая связь атома с решеткой в конкретных условиях, в нашем случае Ей = 13 эВ.
При подстановке числовых значений в формулу (6) второй член в скобках имеет величину существенно меньше единицы (приблизительно 5 • 10-5), и, таким образом, выражением в скобках можно пренебречь. При этом Ойп = 2,6 • 10-28.
В случае облучения кремния протонами в диапазоне энергий от 2 до 40 МэВ сечение смещения атомов кремния можно найти из формулы
18 Ойр = -22,4 - 1в Ер. (7)
Для протонов с энергией Ер = 20 МэВ сечение ойр = 2 • 10-24. Число смещенных атомов кремния в случае облучения нейтронами можно вычислить по уточненной формуле Кинчина-Пиза [4]:
Vn = /й / Еа / 2 Ей, (8)
где Еа - энергия отдачи, т.е. переданная атому решетки часть энергии налетающей частицы; / - поправочный множитель, учитывающий анизотропию рассеяния быстрых нейтронов и отклонения от закона упругих столкновений, для кремния / = 0,58; /й - поправка Дрейна для кремния, равная в нашем случае 0,8.
Вследствие того, что в нашем случае преобладают процессы ионизации, можно положить Еа = Е, где Е - пороговая энергия ионизации, равная в нашем случае 7,5 кэВ. Подставляя эти значения в формулу (8), получаем vn = 133,85.
Для нерелятивистских протонов с энергией Ер < 50 МзВ число смещенных атомов кремния можно определить по формуле
Vp = 0,5 1п(0,133 Ер/Ей). (9)
Если учесть, что для Si Ей = 20 МэВ, то vp = 5,9.
При одинаковых флюенсах частиц отношение ^/^ в формуле (4) принимает значение 1, и тогда коэффициент Кпр определяет отношение концентраций радиационных дефектов при облучении нейтронами и протонами одинаковых флюенсов. Подставляем вычисленные значения оп, ор, Vп и VI, в формулу (5). При этом Кп,р принимает значение 3 • 10-3.
Такое значение Кпр говорит о том, что при одинаковых флюенсах протонов с энергией 20 МзВ и нейтронов с энергией 2,2 МэВ концентрация дефектов в кремниевых пластинах при облучении протонами в 300 с лишним
раз больше, чем при облучении нейтронами. При этом константа повреждаемости, вычисленная по формуле (3), увеличилась приблизительно в 10 раз.
Таким образом, сравнивая эффекты от облучения СЭ реакторными нейтронами и протонами с Е = 20 Мэв, можно отметить, что несмотря на то, что среднее число смещенных атомов, создаваемых одним первично смещенным бомбардирующей частицей атомом, при облучении нейтронами в два с половиной раза больше, чем при облучении протонами, число радиационных дефектов тем не менее образуется значительно больше при облучении протонами за счет того, что эффективное сечение смещения атома кремния протонами на четыре порядка выше.
Полученные данные можно использовать для решения ряда прикладных задач. В частности для прогнозирования снижения эффективности СЭ под воздействием нейтронного и протонного облучения.
Список литературы
1. Коноплева, Р. Ф. Взаимодействие заряженных частиц высоких энергий с германием и кремнием / Р. Ф. Коноплева, В. Н. Остроумов. - М. : Атомиздат, 1975. -128 с.
2. Коноплева, Р. Ф. Особенности радиационного повреждения полупроводников частицами высоких энергий / Р. Ф. Коноплева, В. Л. Литвинов, Н. А. Ухин. -М. : Атомиздат, 1971. - 176 с.
3. Устюжанинов, В. Н. Радиационные эффекты в биполярных интегральных микросхемам / В. Н. Устюжанинов, А. 3. Чепиженко. - М. : Радио и связь, 1989. -144 с.
4. Кинчин, Г. Н. Смещение атомов в твердых телах под воздействием излучения / Г. Н. Кинчин, Р. С. Пиз // УФН. - 1956. - Т. 60. - Вып. 4. - С. 590.
