ЭДС в полупроводниковых структурах при фоторазогреве носителей заряда

Необходимость широкого использования энергии солнечного излучения сделала актуальной проблему создания эффективных солнечных элементов-устройств, преобразующих солнечную энергию в электрическую ?1,22 • Самыми перспективными из таких устройств оказываются твердотельные фотоэлектрические преобразователи, построенные на основе различных полупроводниковых структур. В настоящее время кпд солнечных элементов этого типа превышает 20% для лучших монокристаллических преобразователей (кремниевых и арсенид-галлиевых) и 10% - для наиболее совершенных пленочных (поликристаллических) С1−5Ц. Применение таких преобразователей остается, однако, весьма ограниченным. Связано это с тем, что солнечные элементы оправдывают себя экономически лишь в тех случаях, когда их эффективность оказывается выше определенного уровня, зависящего от их стоимости, долговечности и других факторов С 6 J. Известные же устройства еще не достигают такого уровня эффективности. Поэтоцу повышение кпд твердотельных фотопреобразователей наряду с уменьшением их стоимости, увеличением долговечности и т. п., по-прекнему является насущной задачей. Решение этой задачи требует более глубокого изучения эффектов, определяющих работоспособность данных устройств.

Настоящая диссертация посвящена построению нелинейной теории твердотельных фотоэлектрических преобразователей, позволяющей предложить новые пути повышения их эффективности.

Работа твердотельных фотопреобразователей основана на использовании фотоэлектрического эффекта. Этот эффект состоит в появлении электродвижущей силы (эдс) в различных полупроводниковых структурах при освещении последних межзонно поглощаемым светом til. Суть эффекта нагляднее всего проявляется в р- /г-структуpax. При межзонном поглощении света в этих структурах генерируются неравновесные электронно-дырочные пары, которые разделяются затем электрическим полем р — ппереходаносители заряда, неосновные в той или иной области структуры, вытягиваются этим полем в соседнюю область, тогда как носители, являющиеся основными, возвращаются им вглубь исходной области. В результате этих процессов в структурах формируется фотоэдс, а во внешней электрической цепи появляется фототок [7−10 ] .

Твердотельные фотопреобразователи, как уже говорилось, являются самими эффективными солнечными элементами. В то Ее время их кпд в силу многих причин в целом остается невысоким. Одна из главных причин, ограничивающих кпд этих солнечных элементов, заключается в том, что неравновесные электроны и дырки, рожденные высокоэнергичными фотонами, неупрзто рассеиваются на фононах и, таким образом, передав большую избыточную энергию ?~ ^/xtico = = ~) ^ Т кристаллической решетке, быстро «термализуются» [ 7,9] (здесь Еи р~ кинетическая энергия электронов и дырок, 1iСо — энергия фотонов, В^ - ширина запрещенной зоны полупроводника, Т0 — температура кристаллической решетки). В кремнии, например, при То =300 К «термализация» носителей происходит всего за ~ 10 с. • При этом время жизни неравно весных носителей обычно гораздо больше (в том же кремнии.

— 4 -3.

Т^ может достигать ~ i0 -f Ю с [12]). В этих условиях фотоэдс формируется носителями, почти потерявшими избыточную энергию, вследствие чего на создание полезного эффекта расходуется только часть энергии фотонов, равная ширине запрещенной зоны полупроводника В ^ .В случае солнечного излучения (как и другого излучения с широким спектром) указанный эффект сразу же приводит к значительного снижению кпд фотопреобразователей.^ Кпд в таком случае зависит от ширины запрещенной зоны полупроводника В.^, причем существует некоторое оптимальное значение? ^ ?*, при котором кпд становится максимальным oflT 13] (мы говорим пока лишь о преобразователях на основе р-п-структуры).

Обычно эффект «термализации» неравновесных носителей выражен довольно ярко. В связи с этим в существующей теории фотоэлектрического эффекта вовсе пренебрегают возможной энергетической неравновесностью носителей заряда, т. е. считают, что фотоэдс создается полностью «термализованными» («холодными») носителями [ 7,9 J. Теоретический анализ условий максимальной эффективности солнечных элементов, выполненный в таком предположении, приводит к значению — 1,5эв С13,141, соответствующему средней.

Jf ОПТ энергии фотонов в солнечном излучении. Максимальный же кпд такого оптимизированного солнечного элемента, согласно оценке [ 14 3, даже в отсутствие всяких других потерь энергии составлял бы всего, а 25 $.

В действительности наряду с эффектом «термализации» неравновесных носителей действуют и другие причины снижения кпд солнечных элементов, приобретающие в некоторых случаях решающее значение. В частности, в реальных структурах в силу ограниченности времени жизни неравновесных носителей определенная их доля ре-комбинирует, не достигая р-п. -перехода и, следовательно, не участвуя в образований фототока [ 10,12 3. Такие потери особенно значительны в случае пленочных и поликристаллических преобразователей С4,14,15 ]. Заметно снижает кпд солнечных элементов их внут.

I)Заметим, что поступление значительной избыточной энергии фотонов в кристаллическую решетку полупроводника вызывает нагрев всего преобразователя в целом, что дополнительно ухудшает его работоспособность ПО J. реннее отческое сопротивление [3,16], а также то обстоятельство, что во многих случаях (особенно в гетероструктурах) действует не самый оптимальный механизм прохождения тока через р-п-переход [ 16−183 (см.ниже).

Эти причины вызывают уменьшение коэффициента заполнения вольтамперной характеристики (ВАХ) и увеличение темнового тока, вследствие чего падают напряжение и ток преобразователя в режиме максимальной генерируемой мощности ?3,163 •.

Снижается кпд еще и потому, что с увеличением энергии фотонов уменьшается глубина, на которой они поглощаются, в результате чего становится существенной поверхностная рекомбинация неравновесных носителей [19,20J .

Все эти и другие причины (см. Г1−3]), действуя совместно, приводят к тому, что фотоэдс в солнечных элементах на основе обычных р-п. -структур фактически создается только фотонами с энергией 1гсо с^ В^, да и те часто используются неэффективно. Это наглядно проявляется в спектральной чувствительности та-, ких солнечных элементов, которая будучи довольно низкой, не только не остается постоянной при Ъи) > (как было бы в случае потерь исключительно за счет «термализации» носителей), но, напротив, быстро обращается в нуль f2I] .

Устранить те или иные негативные явления и тем самым повысить кпд солнечных элементов удается за счет применения более сложных полупроводниковых структур. В частности, довольно эффективными фотопреобразователями оказываются рпгетероструктуры с различными по ширине запрещенной зоны риобластями [ 16, 22−24 J. Широкозонная область выполняет в них роль «окна», благодаря которому свет достигает активной узкозонной области почти без потерь и поглощается в ней прямо у гетероперехода. Делая широкозонную область достаточно толстой, в таких структурах можно резко уменьшить рекомбинацию фотоносителей на освещаемой поверхности и сопротивление растеканию тока { 16,24 3* Это особенно важно для пленочных солнечных элементов, использующих сильно поглощающие свет прямозонные полупроводники [14 3•.

Следует, однако, отметить, что создание хороших гетерострук-тур представляет собой непростую задачу. Дело в том, что для гетеропереходов характерна сложная зонная диаграмма: наличие на гетерогранице многочисленных поверхностных состояний, а также разрывов, «пичков» и «впадин» в энергетических зонах [17,18 3. Из-за этого в таких структурах, как правило, реализуются не самые оптимальные механизмы переноса тока ?16,18 Д. Если в гомоструктурах чаще преобладает диффузионный механизм [8 J, то в ге-тероструктурах — термоэмиссионный, рекомбинационный или туннельный С 17,18,25 3 • Процесс переноса тока в этих случаях в основном определяется не объемными свойствами полупроводников, а состоянием гетерограницы [ 16,26,27. При этом характер тока может зависеть и от режима работы структуры: напряжения на переходе и интенсивности света ?26−30 3• Все это приводит к тому, что лишь немногие гетероструктуры рассмотренного типа становятся эффективными фотопреобразователями [31,32 ] .

До сих пор речь шла о структурах, позволяющих использовать лишь часть энергии фотонов, равную заданной постоянной величине-ширине запрещенной зоны полупроводника Е^- const. но существуют и другие структуры, такие, в которых одинаково эффективно могут использоваться фотоны как с малой, так и с большой энергией. Последнее возможно, например, в каскадных солнечных элементах ?33,34 J, в гетероструктурах, преобразующих коротковолновое излучение в более длинноволновое ?35,36 3, или в различных так называемых варизонных структурах? 37−43 J. При этом наиболее совершенными являются варизонные структуры, в которых за счет непрерывного изменения ширины запрещенной зоны полупроводника (обусловленного изменением его состава) создается квазиэлектрическое поле, оттягивающее неосновные неравновесные носители от освещаемой поверхности и ускоряющее их в направлении гетероперехода (такое направление поля соответствует уменьшению ширины запрещенной зоны по мере удаления от освещаемой поверхности) ?37,40]. Созданное поле как раз и позволяет достаточно эффективно использовать не только низкоэнергичные, но и высокоэнергичные фотоны, поскольку ускорение этим полем носителей, рожденных вблизи поверхности, приводит к дополнительному увеличению фототока (не говоря уже о том, что при этом одновременно уменьшаются потери, связанные как с поверхностной, так и с объемной рекомбинацией носителей в широкозонной области) [ 16,37,40 ]. Кроме того, благодаря изменению состава полупроводника в варизонных структурах удается в некоторой степени согласовать свойства широкозонной и узкозонной области и таким образом, получив совершенный гетеропереход, резко уменьшить темновой ток [16]. Все это обеспечивает сравнительно высокую эффективность солнечных элементов на основе варизонных структур. Кпд таких солнечных элементов уже сейчас превышает 25 $ [1,16,41 ]. Оценки же показывают, что с помощью варизонных структур в случае естественного освещения можно получить кпд около 35% [37 ], а в условиях концентрированного излучения — и выше [ 42 ] .

Таким образом, в настоящее время известно уже довольно много различных по своим возможностям методов повышения кпд полупроводниковых фотоэлектрических преобразователей. Но все известные методы, в том числе и самые перспективные, не исчерпывают проблем создания высокоэффективных фотопреобразователей, предназначенных для работы в условиях освещения с широким спектром. Связано это с тем, что при таком освещении даже в наиболее совершенных полупроводниковых структурах (включая и варизонные гетероструктуры) определенная часть энергии фотонов неизбежно превращается в кинетическую энергию неравновесных носителей заряда. Последняя же, как отмечалось выше, теряется в столкновениях с фононами, практически не используясь для создания фотоэффекта. В теории при этом полагают, что в результате быстрой «термализа-ции» носителей теряется вся указанная энергия. Однако, в действительности дело обстоит несколько иначе. «Термализация» носителей в реальных полупроводниках не происходит мгновенно. Поэтов в течение определенного времени (^t'g.) носители заряда, рожденные высокоэнергичными фотонами, сохраняют энергию, намного превышающую среднюю энергию их теплового движения при температзфе.

Т0. Это значит, что при поглощении таких фотонов непременно возникает некоторый разогрев носителей заряда (фоторазогрев) [ 44−49 Ц. Из-за малой глубины межзонного поглощения света такай разогрев оказывается существенно неоднородным [48,49J и, следовательно, сопровождается появлением термоэдс, действующей наряду с обычной фотоэдс, описанной выше. В принципе, эта термоэдс может как улучшать, так и ухудшать работу фотопреобразователей. При этом традиционная теория фотоэффекта, пренебрегающая энергетической неравновесностью носителей, не позволяет указать, какая ситуация реализуется в том или ином конкретном случае. Конечно, в обычных случаях вследствие малости времени релаксации энергии носителей эффект, обусловленный разогревом, сравнительно мал и особой роли не играет (см.выше). Но в определенных условиях (например, при квазиупругом рассеянии носителей) он должен быть значительным и его необходимо учитывать. Если в таких условиях термоэдс будет складываться с обычной фотоэдс, то это позволит эффективно использовать избыточную энергию фотонов, а Й со — Йо) — уО ив результате заметно повысить кпд солнеч-<�г ных элементов.

Заметим, что о возможности повышения кпд полупроводниковых солнечных элементов в результате появления значительного фоторазогрева носителей заряда недавно говорилось в работе С503″ ^" В ней на основе термодинамических соображений была оценена максимальная эффективность таких солнечных элементов, которые каким-то образом могли бы полностью использовать этот разогрев (никаких конкретных механизмов влияния разогрева носителей на работу фотопреобразователей при этом не называлось). Кпд таких солнечных элементов должен достигать кпд идеальной тепловой машины с температурой нагревателя Т ~, где Т^абОООК (-0,5эЗ)п ^ С. температура излучающей поверхности Солнца (до этой температуры, согласно оценке, могут разогреваться носители заряда), и температурой холодильника Тх ~ TQ, что при Т0 ~ 300 К соответствует кпд более 90^ ?50]. Приведенный результат показывает, что использование фоторазогрева носителей (даже частичное) было бы весьма целесообразно. Однако вопрос о том, как фоторазогрев носителей влияет на работу реальных фотопреобразователей и каким образом его можно использовать для повышения кпд солнечных элементов, до сих пор совершенно не исследовался.

В связи с этим, целью настоящей работы является построение теории фотоэлектрического эффекта в полупроводниковых структурах с учетом фоторазогрева носителей заряда и выяснение возможностей использования этого разогрева для максимального повышения кпд солнечных элементов.

Особую актуальность такому исследованию придают следующие об.

I) Эта работа выполнена несколько позже, хотя и независимо от наших первых исследований солнечных элементов с горячими носителями заряда 51−53 3 • стоятельства:

1. Эффективность лучших солнечных элементов, не использующих фоторазогрев носителей, приближается к своему теоретическому пределу ?54 Д. Это значит, что возможности традиционных методов повышения кпд фотоэлектрических преобразователей в ряде случаев оказываются практически исчерпанными.

2. Для создания солнечных элементов все более широко применяются прямозонные полупроводники [ 14 Д. В этих полупроводниках из-за малой глубины поглощения света и небольшого времени жизни неравновесных носителей заряда эффекты, связанные с фоторазогревом носителей, должны быть выражены ярче, чем в непрямозонных материалах.

3. Экспериментально исследуется возможность эффективной работы солнечных элементов в условиях концентрированного излучения С 32,36,43 J. В таких условиях заметный разогрев носителей возможен из-за большой мощности поглощаемого светового потока.

Наряду с этим данное исследование представляет и самостоятельный теоретический интерес, поскольку термоэдс, возникающая в полупроводниковых структурах в результате неоднородного фоторазогрева носителей, в теории горячих носителей заряда ранее не рассматривалась.

Вообще говоря, эффекты, связанные с появлением эдс при разогреве носителей заряда, в последнее время изучаются весьма активно. Эти эффекты составляют широкий класс так называемых электроградиентных явлений ?55 J. Возникают они либо вследствие неоднородности разогрева носителей (в однородном полупроводнике), либо благодаря исходной неоднородности самого полупроводника. В первом случае причиной термоэдс является возникновение потока носителей из более разогретой области в менее разогретую. Такая термоэдс впервые была рассмотрена в работах? 56−58Д на примере внутризонного разогрева носителей. Во втором случае появление термоэдс связано с наличием в неоднородном полупроводнике встроенного электрического поля. Величина встроенного поля зависит от вида функции распределения носителей. Поэтому разогрев последних (даже однородный) сопровождается изменением этого поля, что означает возникновение некоторой эдс С 55 ]. Указанная термоэдс ши + роко исследовалась в полупроводниках с р-п- 9 рри п — П. -переходами ?55,59−68 3. В этих исследованиях, в частности, было установлено, что в р-п. -структурах внутризонный разогрев носителей, однородный в окрестности р — п. -перехода, создает термоэдс, знак которой противоположен знаку фотоэдс ?63−68]. Но до сих пор такой термоэлектрический эффект изучали только в гомострз’ктурах и только в условиях внутризонного разогрева носителей, который всегда полагали однородным в окрестности перехода в теоретических работах£63,64] и, для простоты интерпретации, стремились создать таковым в эксперименте? 65−68] Тот же разогрев, который возникает при межзонном поглощении света, является существенно неоднородным (особенно в гетероструктурах), и поэтому к таким ситуациям результаты работ [63−68] непосредственно неприменимы.

В условиях фоторазогрева носителей различные эффекты, связанные с появлением термоэдс, тоже изучались довольно много. Так, например, весьма детально исследовано влияние фоторазогрева носителей заряда на фотоэлектромагнитный эффект ?70−76]. Недавно на случай фоторазогрева носителей обобщен фотоэлектрический эффект Дембера [77 J. Результаты этих исследований показывают, что обычные фотоэлектрические эффекты в условиях фоторазогрева носи.

I) В работе? 69 3 говорилось о возможности возникновения такого эффекта и при фоторазогреве носителей, но при этом фоторазогрев тоже предполагался однородным. телей заряда качественно изменяют свою природу. Если обычно причиной тех или иных фотоэффектов служит возникновение диффузионных токов неравновесных электронов и дырок, то в условиях значительного фоторазогрева носителей такой причиной становится уже появление соответствующих термотоков горячих носителей С 76]. Но подобные исследования были проведены пока только для тех эффектов, которые возникают в однородных полупроводниковых образцах. Нас же интересует аналогичный эффект в неоднородных полупроводниковых структурах.

Заметим, что в ряде работ были рассмотрены и такие случаи, в которых эдс, возникающая в неоднородной среде, вызывалась одновременно и межзонным поглощением света, и разогревом носителей заряда (описанная ситуация реализуется, например, при исследовании фотоградиентного эффекта С 78,793 или при изучении термоэдс горячих носителей на рппереходе с подсветкой ?801). Но во всех этих случаях разогрев носителей тоже был внутризонным и однородным, а подсветка осуществлялась независимо и на разогрев носителей не влияла.

Таким образом, к настоящему времени в многочисленных экспериментальных и теоретических работах были исследованы весьма разнообразные термоэлектрические эффекты, обусловленные разогревом носителей заряда. Однако результаты всех работ, выполненных ранее, не позволяют ответить на вопросы, поставленные в данной диссертации, поскольку в ней, в отличие от этих работ, рассматривается ситуация, когда неоднородный фоторазогрев носителей заряда происходит в неоднородных полупроводниковых структурах. В такой ситуации явления, связанные с неоднородностью разогрева, и явления, обусловленные неоднородностью структуры, переплетаются настолько, что в итоге возникает качественно новый физический эффект. Исследование особенностей этого эффекта и составляет основное содержание настоящей работы.

Научная новизна данной диссертационной работы заключается в том, что в ней впервые построена теория фотоэлектрического эффекта в различных полупроводниковых структурах, возникающего в условиях фоторазогрева носителей заряда, и впервые указаны основные условия, обеспечивающие использование фоторазогрева носителей для повышения эффективности полупроводниковых фотоэлектрических преобразователен.

Практическая значимость работы обуславливается тем, что ее результаты могут служить теоретической базой для создания высокоэффективных фотоэлектрических преобразователей, предназначенных для работы в условиях освещения с широким спектром, а также для создания фотоприемников, обладающих высокой чувствительностью.

Объем и структура работы. Диссертация содержит 123 страницы и состоит из введения, трех глав, заключения и списка цитируемой литературы из 106 названий.

Основные результаты работы состоят в следующем:

1. Установлен общий вид граничных условий, определяющих электрические токи и потоки энергии носителей заряда на контакте двух сред в условиях, когда имеет место как концентрационная, так и энергетическая неравновесность носителей. Показано, что структура таких граничных условий соответствует структуре дифференциальных уравнений, описывающих электрические токи и потоки энергии в объеме этих сред. Исходя из указанных общих граничных условий, справедливых на любом контакте, установлены граничные условия, определяющие электрические токи, потоки энергии, концентрации и температуры носителей заряда на гетеропереходе с горячими носителями.

2. Исследован фотоэффект, возникающий при слабом освещении в рп -структуре с греющимися легкими электронами и энергетически равновесными тяжелыми дырками. Установлено, что максимальный фототок в этой структуре вследствие неоднородного фоторазогрева электронов намного превышает максимальный фототок аналогичной структуры с «холодными» носителями заряда. Показано, что возникает этот эффект в том случае, когда реализуются нетрадиционные соотношения между характерными физическими длинами (когда длина остывания электронов становится больше, а диффузионная длина — меньше глубины поглощения света). Если же, как обычно, диффузионная длина превышает глубину поглощения света, то даже при медленной релаксации энергии электронов фоторазогрев не приводит к увеличению фототока.

3. Изучен фотоэффект, который возникает в гетероструктурах в условиях фоторазогрева как электронов, так и дырок. Показано, что и в этих условиях благодаря фоторазогреву носителей максимальный фототок может возрастать. При этом установлено, что в асимметричных структурах, в которых на переходе разогреваются носители заряда лишь одного сорта, а перенос тока осуществляется в основном неразогретыми носителями другого сорта, отрицательный эффект, связанный с разогревом носителей на переходе, практически исключается (остается только положительный эффект, обусловленный неоднородным фоторазогревом носителей в объеме квазинейтральных областей структуры).

4. Построена нелинейная теория фотоэффекта, возникающего в структурах с греющимися носителями заряда при сильном освещении. Установлено, что в условиях сильного освещения в структурах с одинаково греющимися основными и неосновными носителями фототок, обусловленный разогревом, растет с увеличением интенсивности света квадратично (обычный фототок линеен по интенсивности) и становится значительным уже при таком освещении, при котором сам разогрев остается еще сравнительно слабым. Установлено также, что величина и даже знак фототока, вызванного фоторазогревом носителей, при сильном освещении во многом определяется видом температурной зависимости времени жизни неравновесных носителей. Показано, что использование особенностей, свойственных нелинейному режиму работы фотоэлектрических преобразователей с горячими носителями заряда, позволяет резко повысить кпд этих преобразователей в условиях сильного освещения.

Автор благодарит научного руководителя доктора физико-математических наук Гуревича Ю. Г. за постоянную помощь в работе, многочисленные полезные обсуждения и ценные рекомендациипроф. Бойко Б. Т. за поддержку данной работыпроф. Басса Ф. Г., к.ф.-м.н. Ваксера А. И., к.т.н. Копача В. Р. и Опанасюка А. С. за плодотворные дискусии, а также всех участников научных семинаров кафедры физики металлов и полупроводников ХПИ им. В. И. Ленина и отдела теории твердого тела ИРЭ АН УССР за обсуждение полученных в работе результатов.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

.