Научная статья на тему 'Внешний квантовый выход фотоответа каскадных солнечных элементов'

Внешний квантовый выход фотоответа каскадных солнечных элементов Текст научной статьи по специальности «Физика»

CC BY
394
71
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.
Ключевые слова
СОЛНЕЧНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ / ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ВОЛНЫ / АНАЛИТИЧЕСКИЙ ПОДХОД / ФОТОТОК / ЛЕГИРОВАНИЕ

Аннотация научной статьи по физике, автор научной работы — Емельянов Виктор Михайлович, Минтаиров Сергей Александрович, Калюжный Николай Александрович, Лантратов Владимир Михайлович

Рассмотрены теоретические подходы, позволяющие получить аналитические выражения для расчета спектральных зависимостей внешнего квантового выхода каскадных солнечных элементов, рассчитаны спектральные характеристики однопереходных (Ge), двухпереходных (GalnP/GaAs) и трехпереход-ных (GalnP/GaAs/Ge) солнечных элементов. Показана принципиальная возможность применения данных подходов для определения диффузионных длин в активных слоях фотопреобразователей путем сравнения экспериментальных и расчетных спектральных характеристик. Установлены значения диффузионных длин для слоев трехпереходного элемента, обеспечивающие собирание, близкое к полному

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

Похожие темы научных работ по физике , автор научной работы — Емельянов Виктор Михайлович, Минтаиров Сергей Александрович, Калюжный Николай Александрович, Лантратов Владимир Михайлович

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

Theoretical approaches which allow to calculate spectral dependences of external quantum yield of multijunction tandem solar cells have been considered; spectral characteristics of single-junction Ge, double-junction GalnP/GaAs and triple-junction GalnP/GaAs/Ge solar cells were calculated. The possibility of application of these approaches to investigation of minority carrier diffusion lengths in active regions of the solar cells through the comparison of experimental and calculated spectral characteristics was shown. Found out the values of minority carrier diffusion lengths for the layers of GalnP/GaAs/Ge solar cells, which provide almost full collection

Текст научной работы на тему «Внешний квантовый выход фотоответа каскадных солнечных элементов»

100 150 200 250 300 Г,К 50 100 150 200

F, кВ/см

Рис. 4. Зависимости квантовой эффективности эмиссии от температуры (а) и напряженности поля в барьере (б). Сплошные кривые — теоретический расчет, точки — экспериментальные значения из фотоэлектрических спектров

и напряженности электрического поля с теоретическими. При расчетах теоретических значений квантовой эффективности эмиссии (сплошные кривые) в качестве подгоночного параметра использовалось рекомбинационное время жиз-

ни хг. Наилучшее согласие теории с экспериментом (-10%) получено при значении хг = 9* Ю-10 с, которое согласуется с литературными данными о времени жизни излучательной рекомбинации в КТ [4 ].

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Nelson J., Paxman M., Barnham K.W.J, et al.

Steady-state carrier escape from single quantum wells // IEEE J. Quantum Electron. 1993. Vol. 29. № 6.

P. 1460-1468.

2. Fry P.W., Finley J.J., Wilson L.R. et al. Electric-field-dependent carrier capture and escape in self-

assembled InAs/GaAs quantum dots // Appl. Phys.

Lett. 2000. Vol. 77. P. 4344.

3. Tarasov G.G., Mazur Yu.I., Zhuchenko Z.Ya. et al.

Carrier transfer in self-assembled coupled InAs/GaAs quantum dots // J. Appl. Phys. 2000. Vol. 88. P. 7162.

4. Matsusue T., Sakaki H. Radiative recombination coefficient of free carriers in GaAs/AlGaAs//Appl. Phys. Lett. 1987. Vol. 50. P. 1429.

УДК 621.383.8:535.232.61:535.422

6./W. Емельянов, СЛ. Минтаиров, НА. Калюжный, 6./W. Лантратов

внешним квантовый выход фотоответа каскадных солнечных элементов

Прогресс в развитии фотоэлектрического метода преобразования солнечной энергии в последние годы был связан с появлением новых более эффективных солнечных элементов (СЭ) на основе полупроводниковых материалов. В первую очередь это относится к каскадным фотопреобразователям на основе материалов АШВУ. На сегодняшний день наивысшие значения эф-

фективности преобразования были достигнуты при использовании монолитных трехпереходных СЭ GaInP/Ga(In)As/Ge, полученных методом газофазной эпитаксии из металлоорганических соединений (МОСГФЭ). Они составили 40,7 % для наземного спектра AM1.5D и 31 % для внеатмосферного спектра AMO [1, 2]. На двухпере-ходных СЭ GalnP/GaAs, механически стыкован-

ных с нижним элементом из GaSb, были достигнуты значения эффективности преобразования соответственно в 40 % (AM1.5D) и 30,8 % (AMO) [3, 4].

Такие высокоэффективные многопереходные каскадные солнечные элементы (КСЭ) представляют собой многослойные гетероструктуры, выращиваемые эпитаксиальными методами на полупроводниковых подложках и содержащие какнаноразмерные (15—100 нм), так и объемные (1—5 мкм) полупроводниковые слои с различными оптическими параметрами. Это приводит к возникновению интерференции и многократному переотражению световых волн в структуре КСЭ, что оказывает значительное влияние на их характеристики, в первую очередь, на спектральную зависимость внешнего квантового выхода (ВКВ) от длины волны падающего света. Таким образом, моделирование спектральных характеристик КСЭ сталкивается с необходимостью учета сложного распространения электромагнитных волн в структурах таких СЭ.

Для случая однопереходных СЭ в пренебрежении интерференционными явлениями распространение световой волны описывается законом Бугера, когда ее интенсивность экспоненциально затухает от поверхности СЭ к подложке. При этом функция генерации, т. е. зависимость концентрации генерируемых носителей от координаты, будет также иметь простой экспоненциальный вид. Использование такого вида функции генерации в системе основных уравнений фотовольтаического эффекта дает возможность получения приближенного аналитического решения для ВКВ однопереходных СЭ, которое подробно описано в литературе [5]. В этом случае ВКВ определяется только показателем поглощения материала СЭ и транспортными свойствами слоев, составляющих активный р—/7-переход.

В случае КСЭ этот метод нельзя применять непосредственно, потому что представление функции генерации для всего элемента в простом экспоненциальном виде либо оказывается невозможным, либо неверным. Однако в пределах слоя или слоев с одинаковыми оптическими параметрами функция генерации будет сохранять экспоненциальную форму. При этом для гетеро-структур необходимо еще учесть распространение света не только в прямом, но и обратном направлениях, что связано с возможностью от-

ражения световой волны от гетерограниц структуры. Таким образом, если оптические параметры материала не изменяются в пределах слоев, образующих фотоактивные р—п-переходы КСЭ, то можно получить приближенное аналитическое решение для ВКВ каждого субэлемента; для этого надо произвести расчет поля в структуре СЭ и определить потоки фотонов на границах субэлемента.

Существует несколько подходов, позволяющих это осуществить:

метод бегущих волн (основан на геометрическом представлении о распространении световой волны в структуре);

численное решение системы уравнений Максвелла;

аналитическое решение системы уравнений Максвелла с использованием методов матриц Абелеса [6] или матриц переноса [7].

Метод матриц Абелеса, который также применялся авторами [8] для расчета поля в структуре СЭ, наиболее полно соответствует нашей задаче, дает возможность аналитически выразить амплитуду электромагнитной волны в любой точке структуры через ее значения для падающего света. Это позволяет свести задачу нахождения ВКВ КСЭ к задаче моделирования ВКВ однопереходного гомоструктурного СЭ, на который свет падает с двух сторон.

Данная работа посвящена рассмотрению такого аналитического подхода к расчету спектральных характеристик СЭ с многослойной структурой как однопереходных на основе германия, так и каскадных на основе структур СаШР/СаАя и Оа1пР/ОаА<5/Ое (далее КСЭ-1 и КСЭ-2 соответственно). Этот подход был применен для определения значений длин диффузии в слоях СЭ путем сравнения расчетных и экспериментальных кривых. При этом для лучшего их согласования в расчетах был проведен учет возможной инжекции носителей в фотоактивные р—«-переходы из слоев, граничащих с ними.

Теория

Основные уравнения фотовольтаического эффекта. На рис. 1 представлена схема структуры Л^-переходного солнечного элемента с нижним субэлементом, созданным в подложке за счет диффузии атомов примеси. Каждый субэлемент включает в себя гомо-/?—/7-переход, ограниченный слоями широкозонных "окон" и тыльных

1 5

Падающий свет 80 .

(((

г;

Просветляющее покрытие

л

■рИ

' Шнрокозонное 1 окно

8?

Активный переход

я;

«Г

^ 'с

ТПБ

1-й

субэлемент

|п++/р++ туннельный диод!

Р

П

я;

Активный переход

81

8:

^ ^

ТПБ

2-й субэлемент

ц*

8

(

х Широкозонное V окно

д+ь

Активный переход

,<Ьл-

Подложка

\/////////////////////////А

Л'-й субэлемент

Рис. 1. Схема УУ-переходного КСЭ с нижним субэлементом, сформированным в подложке посредством диффузии примеси

потенциальных барьеров (ТПБ) (за исключением нижнего перехода). Субэлементы в такой монолитной структуре коммутируются за счет использования встречно включенных туннельных диодов. Носители, рожденные при поглощении фотонов в к-м субэлементе , разделяются полем р-н-перехода, что приводит к генерации тока . Если обозначить падающую световую волну через поток фотонов , то внешний квантовый выход А;-го субэлемента будет выражаться как

о

(1)

(У) в случае падения на его поверхность световой волны g*j возможно посредством решения

системы основных уравнений фотовольтаиче-ского эффекта, включающей два уравнения баланса дырок и электронов, в которых функция генерации имела бы экспоненциальный вид и была бы однозначно связана с потоком фотонов, падающих на поверхность КСЭ, и уравнение Пуассона:

с!гк

'■к

■к У

Ф(гк)

аг, 1 р и аг,

+ г(п,р) = С(гк1 + г(п,р) = С(гк1 (2)

к У

7Т" + п(хк)),

агк е

где — подвижности электронов и дырок; п(гк), р(гк) — их концентрации; /)„, — их коэффициенты диффузии; г{п, р), (И,гк) — функции рекомбинации и генерации; Е(гк) — напряженность электрического поля; -Л^.^.), Л^^д.) — концентрации доноров и акцепторов; гк — локальная координата, связанная с субэлементом.

Представление функции генерации в таком виде возможно, если для описания распространения света в каждом субэлементе структуры ввести два потока фотонов монохроматического

излучения (см. рис. 1): gki'cell> — для прямой волны, распространяющейся от границы с широкозонным "окном", и ¿~ксе11) — для обратной волны, распространяющейся от границы с ТПБ. В этом случае с учетом закона Бугера функция генерации А;-го субэлемента в пределах области с р—п-переходом может быть записана в следующей аналитической форме:

С(гк) = а^(се/°ехр( - акгк) + + а£-(сей) ехр(-а^ -хк)\

(3)

где д — заряд электрона, X — длина световой волны.

Нахождение приближенного аналитического решения для тока А;-го субэлемента КСЭ

где ак — коэффициент поглощения материала А;-госубэлемента, Ик —толщинаслоев,составляющих фотоактивный р—я-переход субэлемента. Первое слагаемое в выражении (3) описывает прямую волну, распространяющуюся от границы "окно"/эмиттер, а второе — обратную, распространяющуюся от границы база/ТПБ.

Уравнения системы (2) содержат три неизвестных величины: п(гк),р(гк) и Они могут быть разрешены при подстановке в систему функций генерации и рекомбинации и ее дополнении граничными условиями. Необходимо отметить, что носители, рожденные при поглощении фотонов в слоях широкозонных "окон" и ТПБ, могут также давать вклад в фототок, генерируемый субэлементами КСЭ, в случае, когда эти носители инжектируются в эмиттер и базу соответственно.

Граничные условия для концентраций Ап неосновных неравновесных носителей на краях объемного пространственного заряда (ОПЗ) в режиме короткого замыкания имеют вид:

Ап, р = 0. (4)

Для гетерограницы "окно"/эмиттер граничное условие будет записываться в следующей форме:

у аг

(5)

Ввиду того, что слои широкозонного "окна" и ТПБ, как правило, создают гетерограницы

с эмиттером и базой, расчет и для

учета возможного вклада инжекции носителей из "окна" и ТПБ должен проводиться отдельно. Это связано с тем, что электромагнитная волна претерпевает изменения на гетерограницах и функция генерации вида (3) не будет применима для всего субэлемента, а останется вер-нойтолько в области слоев эмиттера и базы, создающих фотоактивный гомопереход.

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

Количество носителей, рождаемых в слоях широкозонных "окон" и ТПБ, может быть найдено посредством введения для них потоков фо-

тонов прямой и обратной волн: и gk

для "окна" и и для ТПБ (см. рис. 1)

и подстановку их в функцию генерации вида (3). При этом в случае, когда толщина слоя широкозонного "окна" или ТПБ достаточно мала, ин-жекция носителей из них будет носить вероятностный характер и токи уС"™) или у,й577> могут быть найдены как произведения количества генерированных носителей на вероятностный коэффициент. В случае, когда толщина "окна" или ТП Б достаточно велика и распространение носителей в них носит диффузионный характер,

для расчета тока или у,й577> необходимо

отдельно решить систему уравнений (2) для этих слоев с функцией генерации вида (3).

При рассмотрении диффузионных процессов в слоях широкозонных "окон" и ТПБ в наших расчетах не учитывались электрические поля, которые могут возникать за счет изгиба зон на гетеропереходах; а это позволило получить также аналитические выражения для токов

Метод матриц Абелеса. Решение системы (2) с учетом граничных условий (4)—(6) и функции генерации вида (3) позволяет рассчитать спектральную характеристику А;-го субэлемента КСЭ,

если известны потоки фотонов Ерсе11\ Е—се"\

Можно показать, что потоки фотонов в каждой точке однозначно связаны с соответствующими значениями амплитуд прямой и обратной

-(мчи)

где — скорость поверхностной рекомбинации на интерфейсе "окно"/эмиттер; — коэффициент диффузии неосновных носителей в эмиттере, — поток неосновных носителей, инжектируемых из окна.

Граничное условие для границы база/ТПБ аналогично предыдущему и отличается знаком при производной из-за противоположного направления диффузионного потока:

-П^^^А п,р-/^\ (6) аг

где »5}, — скорость поверхностной рекомбинации на интерфейсе база/ТПБ; — коэффициент диффузии неосновных носителей в базе, _ поток неосновных носителей, инжектируемых из ТПБ.

Все параметры, входящие в выражения (2), (4)—(6), отражают свойства материала субэлемента. Функция рекомбинации также выражается через эти параметры и значения концентраций носителей. Решение системы (2) в общем случае может быть получено лишь численно. Однако выделение в активном переходе трех характерных зон — эмиттера, ОПЗ и базы, а также запись функции генерации в виде (3) позволяют получить приближенное аналитическое решение с помощью метода малого параметра [5].

волн электрического поля. Для активного перехода эта связь может быть выражена при помощи следующих соотношений:

0ЧсеЧ) Ьк n(ce„)^E+k(ce„)^

So (о2

„-(се!!) Ьк 4ell)(E^11 >)2

So (о2

(7)

~E+(z2) - SZ| ^Z2 ~E+(z{)

_E~(z2)_ _E~(zi)_

F+ m

где nfell) — показатель преломления материала

активного слоя А;-го субэлемента, E^cdl),

Е—е11) — амплитуды электрических полей прямой и обратной волн в этом слое вблизи границ с "окном" и ТПБ соответственно; — амплитуда электрического поля прямой волны в падающем свете. Соотношения, аналогичные (7),

могут быть записаны и для потоков

-(win) MBSF) -(BSF) Sк - S к и 6 к

Таким образом, нахождение данных потоков возможно, если определить амплитуды электрического поля в соответствующих точках. Для этого необходимо решить системы уравнений Максвелла для многослойной структуры в формализации решения методом матриц Абелеса.

Указанный метод позволяет связать амплитуды электрического поля в двух произвольных точках структуры с координатами zx и z2 при помощи матрицы переноса SZ'^Z2:

(8)

Матрица переноса находится путем перемножения слоевых (Ь) и интерфейсных (I) матриц 2x2, соответствующих слоям и интерфейсам, лежащим на отрезке [г^ г2]. Слоевые отражают поглощение и изменение фазы волны в слое и получаются из уравнения распространения плоской волны, интерфейсные — ее преобразование на интерфейсе, они рассчитываются из граничных условий к уравнениям Максвелла на данном интерфейсе.

Если обозначить через Е^ и Е1 амплитуды электрических полей прямой и обратной волн в /-м слое вблизи его границы с (/ + 1 )-м, а через

Е* и Е" амплитуды электрического поля в т-м слое вблизи его границы с (т + 1 )-м, то формула (8) для данных точек может быть видоизменена следующим образом:

(8а)

где Б1^"1 — матрица переноса из конца I-го слоя в конец т-го, которая рассчитывается по формуле

= 1/+1 -Ь/+1 -I¡+2 - ...■1т-Ьт. (9) Здесь Ь,- — слоевая матрица для /-го слоя, I,.— интерфейсная матрица для гетерограницы между (/ — 1 )-м и /-м слоями.

Если ввести Ё+ и как величины амплитуд электрических полей в т-м слое вблизи его границы с (т — 1)-м, то их также можно связать

с Е^ и Е~ посредством формулы, аналогичной (8):

' F +' _ g/—m

a.

(Ю)

где Б — матрица переноса из конца 1-го слоя

в начало т-го, отличающаяся от Б1^"1 лишь отсутствием последней слоевой матрицы. Она имеет вид:

о/_т т т т т

а -^ГЧ+Г^+г'■•■ «1-1 ' т'

(11)

Таким образом, если известны значения амплитуд электромагнитного поля прямой и обратной волн в некоторой точке структуры, амплитуды поля в любой другой точке можно определить при помощи формул (8) и (10) путем составления матриц переноса (9) или (11) между этими точками.

Нахождение матриц переноса не представляет сложности в случае, когда известны параметры многослойной структуры (толщины слоев, показатели преломления и поглощения). Обычно бывает также известной амплитуда электрического поля падающей электромагнитной

волны .Таким образом, для определения ам-

плитуды прямой или обратной волн в любой точке структуры необходимо знать амплитуду поля

обратной волны = Я, т. е. волны, отраженной от поверхности структуры. С учетом того, что свет падает на структуру лишь с одной стороны, величину Я можно найти посредством решения следующей системы уравнений:

'т' _Qtotal ' '

_0_ Я _ V я _

где — матрица, характеризующая всю структуру, Т— амплитуда волны, прошедшей через структуру.

Матричное уравнение (12) содержит две неизвестных величины — Я и Г, и искомую амплитуду можно найти с помощью формулы:

(13)

Найденное значение Е^ позволяет по формулам (8) и (10) рассчитать амплитуды прямой и обратной волн для любой точки структуры при известной амплитуде падающей волны (ее можно приравнять единице).

Таким образом, задавая поток фотонов и принимая амплитуду падающей электромагнитной волны за единицу, можно найти потоки

g¡ci-cell) и g~ki-cell) для каждого субэлемента КСЭ, а также для слоев широкозонных "окон" и ТПБ. Подстановка этих потоков в функцию генерации вида (3) позволяет определить ток генерации субэлемента путем решения системы уравнений (2) с граничными условиями (4)—(6) и определить ВКВ через выражение (1). При этом для расчета используются следующие входные параметры: спектральная плотность распределения фотонов

падающего спектра gQ (У), толщины слоев структуры, их показатели преломления и поглощения, коэффициенты диффузии неосновных носителей заряда, их диффузионные длины, входящие в функцию рекомбинации, а также скорости поверхностной рекомбинации на интерфейсах, входящие в граничные условия (5) и (6).

Экспериментальные и расчетные результаты

Спектральные характеристики КСЭ. Описанные в предыдущем разделе подходы позволяют рассчитывать внешний квантовый выход гете-

роструктурных СЭ с учетом интерференционных эффектов. Для проверки качества получаемых результатов данные подходы были применены для определения спектральных характеристик двухпереходного (КСЭ-1) и трехпереходного (КСЭ-2) СЭ. Полученные расчетные кривые были сравнены с экспериментально измеренными зависимостями.

Структуры исследованных фотопреобразователей были получены методом МОСГФЭ. Элементы имели полярность п—р, т. е. были созданы на подложках проводимости /ьтипа. Выбор такой полярности естествен для большинства современных КСЭ, выращиваемых методом МОСГФЭ, что в первую очередь связано со сложностью создания эффективного верхнего перехода р—/7-полярности на основе GalnP [9]. Нижний р—п переход КСЭ на основе германия формировался диффузионным путем за счет атомов пятой группы из нуклеационного слоя, который выращивался непосредственно на подложке. Для экспериментов использовались/j-Ge-подложки

J "7 _т

с уровнем легирования примерно 5 10 см \ Элементы были изготовлены с оптимизированными двухслойными просветляющими покрытиями Ti02/Si02 и имели размер 3x8 мм. На лицевой стороне структуры формировалась контактная сетка с использованием метода фотолитографии, а на тыльную сторону наносился сплошной металлический контакт.

Расчетные зависимости ВКВ от длины волны падающего света для двух исследованных КСЭ в сравнении с экспериментальными зависимостями представлены на рис. 2.

Ввиду малой толщины слоев широкозонных окон для субэлементов GalnP и GaAs исследованных структур, учет инжекции носителей из них проводился по вероятностной модели, а поглощение фотонов в нуклеационном слое /7-GaInP, выполнявшего роль "окна" для нижнего перехода КСЭ-2 отсутствовало. Глубина залегания р-п-перехода в Ge-субэлементе КСЭ-2 составляла примерно 700 нм при среднем уровне легирования эмиттера 5'10i8cm_"\

Таким образом, разработанная теоретическая модель позволяет достигать достаточно хорошего согласования расчетных и экспериментальных спектральных характеристик для КСЭ (см. рис. 2) вплоть до повторения волнистой формы вершины характеристики GaAs-субэле-ментов.

а)

1,0

5 0,8

0,6

0,4

и да

0,2

0,0

г *

400

500

600

700

800

900

б)

«

и о

К

я 3

и

я т

I 11Я'Л',/ п- □ ' V*

400 600

800 1000 1200 1400 1600 1800 Длина волны, нм

соответствие между расчетными и измеренными величинами ВКВ, а также коэффициенты диффузии и скорости рекомбинации на интерфейсах, использованные в расчетах, приведены в табл. 1.

Таблица 1

Использованные расчетные параметры ВКВ

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

для двух исследованных каскадных солнечных элементов — Оа1пР/ОаА8(КСЭ-1) и Оа1пР/ОаА8/Ое(КСЭ-2)

Значение параметра

Слой и и вр Вп

мкм СШ2'С~1

КСЭ-1, КСЭ-2

п-Сз1пР 0,2 - 5 -

р-СаЫР - 2 - 50

п-СаАБ 0,3 - 7 -

р-СаАБ КСЭ-1

- 10 - 65

КСЭ-2

р-СаАБ - 7 - 65

п-Се 0,6 - 30 -

р-Се - 20 - 80

Рис. 2. Спектральные зависимости внешнего квантового выхода двух исследованных КСЭ: Оа1пР/ОаА8 (а) и Оа1пР/ОаА8/Ое (б); символы и линии — экспериментальные и расчетные данные. Представлены субэлементы:

1 - Оа1пР, 2 - СаМ, 3 - Ое

Определение значений диффузионных длин в слоях СЭ. Если известны параметры структуры и оптические свойства составляющих ее материалов, то результирующая кривая ВКВ оказывается функцией лишь диффузионных длин неосновных носителей в фотоактивных слоях и скоростей поверхностной рекомбинации. Поскольку они были априорно неизвестны, то при расчете ВКВ двух- и трехпереходных СЭ проводилась вариация значений диффузионных длин в их слоях для обеспечения согласования между теоретическими и экспериментальными спектральными характеристиками. При этом скорости поверхностной рекомбинации полагались равными своим наиболее вероятным значениям для соответствующих интерфейсов. Значения диффузионных длин, обеспечившие наилучшее

Скорости рекомбинации на интерфейсах и для пи /»-слоев (эмиттерных и базовых соответственно) считались не превышающими 104 см-с-1.

Видно, что они практически идентичны для двух представленных элементов. Таким образом, предложенные подходы позволяют не только рассчитывать ВКВ КСЭ, но и решать достаточно важную задачу определения диффузионных длин и времен жизни неосновных носителей в слоях полупроводниковых приборов. Если данный метод в итоге дает значительное сходство между экспериментальной и расчетной спектральными характеристиками, то значения длин диффузии, соответствующие наиболее полному их согласованию, и могут быть приняты за искомые величины.

Для демонстрации возможностей данного метода были исследованы спектральные характеристики нескольких германиевых фотопреобразователей, полученных методом МОСГФЭ на /ьСе-подложках с разным уровнем легирования. Фотоактивный р—п переход в подложке создавался за счет диффузии атомов фосфора из нук-леационного слоя я-Са1пР толщиной 100 нм, со-

гласованного по параметру решетки с германием; на последний осаждался контактный слой /7+-ОаАз.

На лицевой стороне структуры с помощью метода фотолитографии формировалась контактная сетка, а на тыльную сторону наносился сплошной металлический контакт. Затем контактный слой удалялся в местах, не закрытых контактной сеткой. Элементы были выполнены в конфигурации 2,5 х 2,5 мм с затенением контактной сеткой примерно 12 %. Для минимизации влияния интерференционных явлений на спектральные характеристики СЭ на их поверхность не наносилось просветляющее покрытие.

Сопоставление экспериментально измеренных спектральных зависимостей ВКВ для трех элементов с результатами моделирования представлены на рис. 3. Для расчета использовались следующие исходные параметры: коэффициенты диффузии Вр и О,, для дырок в эмиттере п-Ое и электронов в базе^-Ое составляли 30 и 80см2 с_| соответственно, скорость поверхностной рекомбинации на гетерогранице подложка —нуклеа-ционный слой — 104см'с-1.

1.0 г

Длина кочны нм

Рис. 3. Спектральные характеристики СЭ п-р-ве при различных уровнях легирования базы Ма, 1018 см 1 1 - 0,3; 2-5; 3-10

Отличия в спектральных характеристиках элементов, созданных в подложках германия с разной степенью легирования (см. рис. 3), в основном, касаются их длинноволновой части. Это связано со снижением диффузионной длины электронов в /?-Се-подложках, выполняющих роль базы германиевых элементов при увеличении уровня легирования последней. При расчете элементов учитывалась инжекция носителей из

"окна" /7-Оа1пР в эмиттер п-Се. При этом расчет проводился с использованием диффузионной модели транспорта носителей в слое "окна".

Значения диффузионных длин неосновных носителей в слоях эмиттера я-Ое и базы р-Се, при которых обеспечивалось наилучшее согласование экспериментальных и расчетных характеристик, представлены в табл. 2. Видно, что диффузионные длины в эмиттере практически одинаковы для всех трех элементов, в то время как в базе наблюдается очевидная обратно пропорциональная зависимость от уровня легирования, что соответствует ожидаемым результатам.

Таблица 2

Расчетные параметры ВКВ для германиевых элементов при различных уровнях легирования базы Мв

1018 см-3 Значение параметра, мкм

I,, и

0,3 0,5 100

5 0,4 10

10 0,4 3

См. рис. 3.

Определение значений диффузионных длин, необходимых для обеспечения максимального внешнего квантового выхода СЭ. Увеличение диффузионной длины неосновных носителей заряда в слоях СЭ приводит к возрастанию доли фотогенерированных носителей, собирающихся (разделяющихся) фотоактивным р-п-переходом, что выражается в росте величины ВКВ. При этом очевидно, что для некоторых значений диффузионных длин будет обеспечиваться полное собирание носителей и дальнейшее их увеличение не будет приводить к росту ВКВ.

Описания характеристик интегрального собирания носителей, генерируемых падающим светом известного спектра в слое, можно произвести посредством введения коэффициента, отражающего отношение собираемого из этого

слоя фототока к числу пар носителей, генерируемых в нем :

(14)

Хотя в общем случае фототок является функцией достаточно большого числа независи-

мых переменных, при условии качественных интерфейсов в структуре наиболее сильную зависимость он обнаруживает от диффузионной длины неосновных носителей в данном слое.

Наличие потенциальных барьеров широкозонное "окно"/эмиттер и база/ТПБ позволяет исключить потери, связанные с диффузией фо-тогенерированных носителей за границы фотоактивных р—«-переходов. При качественных же интерфейсах, характеризующихся низкой скоростью поверхностной рекомбинации, вероятность собирания носителей, т. е. их попадания в ОПЗ, оказывается пропорциональной отношению диффузионной длины к толщине слоя. Вид таких расчетных зависимостей для трех эмиттеров, а также баз GalnP и GaAs-субэлементов КСЭ-2 при спектре падающего света AMO представлен на рис. 4,а.

б)

Рис. 4. Зависимость собирания фототока для спектра AMO из различных слоев КСЭ-2 (а) и /bGe-базы его германиевого субэлемента (б)

от приведенной {а) и неприведенной (б) диффузионных длин неосновных носителей (/ — толщина слоя): 1, 2— базы p-GaAs и p-GalnP, 3—5— эмиттеры я-GaInP, я-Ge, я-GaAs

Видно, что кривые укладываются в две группы, соответствующие базам и эмиттерам субэлементов. Для всех трех типов эмиттеров собирание в 95 % достигается при трехкратном превышении диффузионной длины над толщиной слоя. При этом незначительные отклонения в форме кривых определяются, в первую очередь, спектральным составом света, поглощаемого в данном субэлементе.

Лучшее собирание носителей из баз элементов объясняется тем, что в слоях эмиттеров основная доля неравновесных носителей генерируется на максимальном удалении от перехода, в то время как в базе — в максимальной близости от него. Поэтому собирание в 95 % для баз субэлементов СаАБ и Са1пР достигается уже при двухкратном превышении значений диффузионной длины над толщиной слоя.

Если в случае ограниченности базового слоя ТПБ неограниченное увеличение диффузионной длины неосновных носителей в нем приводит к 100 % собиранию фототока, то для полубесконечной базы в р-Се подобное увеличение не позволяет достичь полного собирания, достигая отметки в 92,4 % при длине в 100 мкм и практически не меняясь впоследствии (рис. 4,6). Это объясняется тем, что для носителей, диффундировавших в глубину подложки, оказывается существенной вероятность достижения тыльного контакта и рекомбинации на его поверхностных состояниях.

Таким образом, можно заключить, что достаточные значения диффузионных длин в КСЭ-2 равны утроенным толщинам слоев для эмиттеров и удвоенным для баз двух верхних субэлементов. В базе германиевого субэлемента диффузионная длина должна составлять, по меньшей мере, 100 мкм для обеспечения максимально возможного собирания фототока из нее.

Итак, полученные в работе результаты свидетельствуют о том, что использованный подход позволяет без применения численных методов проводить моделирование спектральных зависимостей внешнего квантового выхода гетеро-структурных КСЭ и на их основе проводить анализ потерь в солнечных элементах, определять ряд их параметров, рассчитывать фототоки с высокой точностью, а также оптимизировать структуры элементов.

Авторы выражают признательность С.И. Трошкову за полезные обсуждения, М.З. Шварцу и Н.Х. Тимошиной за проведение измерений характеристик СЭ.

Работа выполнена при поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (гранты №08-00916-а, М>09-08-00879-а, №09-08-00954-а).

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Meusel M., Baur C., Guter W. et al. Development status of European multi-junction space solar cells with high radiation hardness // Proc. of the 20ltl EPSEC (Barcelona), 2005. P. 20-25.

2. King R.R., Law D.C., Edmondson K.M. et al. 40 % efficient metamorphic GalnP/GalnAs/Ge multi-junction solar cells // Appl. Phys. Lett. 2007 Vol. 90, № 18. P. 183516.

3. Fraas L.M., Avery J.E., Huang H.X. et al. Toward 40 % and higher solar cells in a new cassegrainian PV module 11 Proc. of the 31ltl PVSC (Florida). 2005. P. 751-753.

4. Shvarts M.Z., Gazaryan P.Y., Kaluzhniy N A et al. InGaP/GaAs-GaSb and InGaP/GaAs/Ge-lnGaAsSb hybrid monolithic/stacked tandem concentrator solar cells // Proc. of the 21s1 EPSEC (Dresden). 2006. P. 133-136.

5. Васильев A.M., Ландсман А.П. Полупроводниковые фотопреобразователи. M.: Советское Радио, 1971. 243 с.

6. Abeles F. Recherches sur la propagation des ondes electromagnetiques sinusoïdales dans les milieux stratifies. Application aux couches minces // Annales de Physique. 1950. Vol. 5. P. 596-640.

7. Бори M., Вольф Э. Основы оптики. M.: Наука, 1973. 721 с.

8. Letay G., Breselge M., Bett A.W. Calculating the generation function of 111—V solar cells // Proc. of the 3rd WCPEC (Osaka). 2003. P. 741-744.

9. Gudovskikh A.S., Kaluzhniy N. A., LantratovV.M. et al. Numerical modelling of GalnP solar cells with AllnP and AlGaAs windows // Thin Solid Films. 2008. Vol. 516. № 20. P. 6739-6743.

УДК 621.31 5.592.

И.Б. Захарова, Е.И. Супрун, В.И. Ильин композитные тонкие пленки с60сс15 для фотоэлектроники

В связи с быстрым ростом рынка солнечных элементов особое внимание стало уделяться созданию и исследованию новых материалов для фотоприемников. Ведутся активные исследования по применению органических материалов и полимеров в фотоэлементах [1], так как они обеспечивают дешевое преобразование солнечной энергии благодаря высокому внутреннему квантовому выходу, низкой цене, легкому весу и совместимости с гибкими подложками. За прошлое десятилетие эффективная мощность преобразования энергии органическими фотоприемниками значительно увеличилась и достигла 7 %, хотя для коммерческого развития необходимы дальнейшие усовершенствования эффективности и стабильности.

В органических материалах поглощение света ведет к формированию экситонов (связанных электронно-дырочных пар). Распад экситона происходит под действием сильного электриче-

ского поля или в донорно-акцепторном гетеропереходе, где различия в электронном сродстве и потенциалах ионизации контактирующих материалов достаточно велики для преодоления энергии связи экситона. Указанный механизм использован для создания органических донор-но-акце игорных пл анарных гетеропереходов [2]. Эффективность преобразования мощности в таких переходах мала потому, что диффузионная длина экситона {Ьъ< 10 нм) намного меньше, чем характерная длина оптического поглощения (ЬА = 100 нм). Уникальная электронная структура фуллерена С60 [3] определяет его сильные акцепторные свойства, благодаря которым можно конструировать донорно-акцепторные молекулярные наносистемы (молекулярные гетеропереходы). Использование фуллерена С60 {Ь0— 40 нм) как акцепторного материала ведет к значительному улучшению эффективной мощности преобразования энергии [4].

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.