ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКОЕ. ПРЕОБРАЗОВАНИЕ. СОЛНЕЧНОЙ ЭНЕРГИИ

ФИЗИЧЕСКИЕ ПРИНЦИПЫ ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКОГО. ПРЕОБРАЗОВАНИЯ СОЛНЕЧНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

Фотоэлектрическое преобразование электромагнитного излучения Солн­ца в электрическую энергию происходит в полупроводниковых фотоэлектриче­ских (ФЭ) ячейках (фотоэлементах). Фотоэлектрические элементы на базе кри­сталлического кремния получили наибольшее распространение. Поэтому мы проиллюстрируем физические основы преобразования солнечной радиации именно на их примере. Фотоэлектрические элементы на основе других полу­проводниковых материалов функционируют в соответствии с точно такими же принципами.

Полупроводники могут быть классифицированы как собственные или ле­гированные, в соответствии с природой носителей заряда. Легированные полу­проводники могут быть N-типа (с электронами в качестве основных носителей заряда) или P-типа (с дырками, которые ведут себя, как положительно заряжен­ные частицы, в качестве основных носителей заряда).

Здесь приводится описание процессов, имеющих место в полупроводни­ках, и в основном это описание поведения электронов и дырок. Читателям, за­интересованным в более глубоком понимании этих вопросов, мы рекомендуем обратиться к любой монографии по физике твердого тела, например [9 - 11]. В этой главе мы представляем упрощенное объяснение в соответствии с соот­ветствующими публикациями, например [12].

Кремний (Si), атомы которого имеют на внешней, валентной оболочке че­тыре электрона, обладает кристаллической структурой типа алмаза, в которой каждый атом кремния окружен четырьмя его самыми близкими соседями. Че­тыре электрона на внешней оболочке каждого атома кремния (валентные электроны) образовывают ковалентные связи с соседями. Энергия свободного электрона, не подверженного воздействию внешних сил, может принимать лю­бые значения.

Но энергия электрона в кристалле кремния может иметь только опреде­ленные значения при его движении в периодическом потенциальном поле. Эти энергетические уровни подразделены на зоны, названные «зонами разрешенной энергии». Зоны разрешенных энергий разделены «зонами запрещенных энер­гий», которые принято называть «запрещенной зоной».

Ниже перечислены зоны, играющие важную роль: валентная зона (самая высокая зона, заполненная при наименьших температурах), самый высокий за­прещенный промежуток (запрещенная зона) и зона проводимости (самая низкая незанятая зона при самых низких температурах).

Валентная зона состоит из энергетических состояний валентных электро­нов. Вследствие того, что число этих состояний в точности соответствует числу валентных электронов во всем кристалле, при низких температурах эти зоны будут все заняты. С точки зрения роста энергии валентная зона следует за зо­ной проводимости. При повышении энергии электронов, находящихся в ва­лентной зоне, до некоторой величины они переходят в зону проводимости, уровни в которой не заняты при низких температурах. Различия между индиви­дуальными уровнями энергии являются неизмеримо малыми в зоне разрешен­ных энергий.

Самый высокий энергетический уровень валентной зоны обозначен Ev, самый низкий уровень зоны проводимости обычно обозначается Ес. Таким об­разом, ширина запрещенной зоны составит величину АЕа = Ес - Ev.

Другой важный энергетический уровень — так называемый уровень (энер­гия) Ферми Е/;. Его более детальное рассмотрение не входит в задачи настоящей книги. Читатели, которых интересует этот вопрос, могут обратиться к специаль­ной литературе, в частности к упомянутым выше монографиям [9-11].

В собственном полупроводнике (например, в чистом кремнии) уровень Ферми находится в середине запрещенной зоны. При самых низких своих со­стояниях валентные электроны занимают полностью все уровни в валентной зоне и не могут участвовать в проводимости электрического тока. При поступ­лении энергии, например тепловой энергии (фононы) или света (фотоны), неко­торые электроны возбуждаются и переходят в зону проводимости, то есть они освобождаются от своих атомов. И валентная зона, и зона проводимости стано­вятся частично занятыми зонами. Эта ситуация иллюстрируется энергетической диаграммой, электроны оставляют энергетические уровни в валентной зоне и занимают уровни с более высокой энергией в зоне проводимости. Эти электро­ны облегчают проводимость электрического тока, они могут свободно двигать­ся всюду по кристаллической решетке. После ухода электронов в зону прово­димости в валентной зоне остаются свободные места. Свободные электроны могут быть захвачены в этих свободных местах, на энергетической диаграмме показан процесс возвращения электрона в это место с уровня в зоне проводи­мости. Электроны соседних атомов могут перемещаться в эти свободные места. Таким образом, образовавшиеся вакантные места, остающиеся после ухода электрона, могут передвигаться по кристаллу, этот процесс может повторяться, позволяя пустующим местам, «дыркам», перемещаться.

В электрическом поле свободные электроны перемещаются против на­правления электрического поля, так как они имеют отрицательный электриче­ский заряд. Это означает, что свободные места перемещаются по направлению электрического поля. Вакантное место, таким образом, ведет себя как частица с положительным зарядом и массой, отличающейся от массы свободного элек­трона. Эту квазичастицу так и принято называть «дыркой».

В собственном полупроводнике уход одного электрона из валентной зоны приводит к образованию одной дырки, число свободных электронов и дырок равны. Кристалл в целом остается электрически нейтральным. Если пара «элект - 80

рон - дырка» образуется падающим фотоном (то есть квантом света), то энер­гия фотона должна быть равной или больше, чем ширина запрещенной зоны. Фотоны с более низкой энергией проходят через полупроводник, а фотоны с большей или равной энергией генерируют электронно-дырочные пары. Ширина запрещенной зоны в кремнии составляет величину приблизительно АЕа «1.1 eV, т. е. кремний прозрачен для фотонов более низких энергий, кото­рые беспрепятственно проходят через материал. Длины волн, соответствующие этим энергиям, больше чем приблизительно Л > 1100 пт. Сравните с хорошо известной формулой для энергии фотона

г, he Е = hv = —, Л

где И - константа Планка; v - частота; с — скорость света).

На рис. 7.1 в графической форме представлены наиболее важные харак­теристики собственного полупроводника. Рис. 7.1, а иллюстрирует функцию g(E), характеризующую плотности состояний (число состояний в интервале единицы энергии) в валентной зоне и зоне проводимости, соответственно, как функцию энергии.

Функция j{E) (рис. 7.1, б) определяет вероятность занятия электроном со­стояния с энергией Е. Величина I - f(E) является вероятностью того, что данное состояние остается незанятым.

Вероятность того, что частица будет обладать энергией, соответствующей уровню Ферми Ef, равна 0.5. Электроны принадлежат к классу частиц, назван­ных фермионами. Их поведение соответствует теории статистики Ферми - Дирака [9, 10, 58]. Это означает, что функция разделения на рис. 7.1, б может быть математически выражена как

где к - константа Больцмана; Т — абсолютная термодинамическая температура.

На рис. 7.1, б представлена функция f(E)g(E) = п(Е) (концентрация элек­тронов в зоне проводимости). А также функция [/ - f(E)]g(E) = р(Е), (концен­трация дырок в валентной зоне при температуре, отличной от нуля).

На рис. 7.1, в представлена функция f(E)g(E) = п(Е) (концентрация элек­тронов в зоне проводимости), а также функция [I - f(E)]g(E) = р(Е), (концен­трация дырок в валентной зоне при температуре, отличной от нуля).

Пунктирные области 1, 2 под кривыми пропорциональны этим концен­трациям. В собственном полупроводнике эти области равны.

Если мы заменим атомы Si в кремниевом кристалле атомами некоторых элементов пятой группы периодической системы, имеющими пять валентных электронов (например, As, Р, Sb), то четыре из этих валентных электронов обра­зуют ковалентные связи с соседними атомами кремния. Пятый электрон будет

слабо связан с атомом примеси. Этот легированный полупроводник называют полупроводником n-типа («negative»). При подведении относительно неболь­шого количества энергии этот электрон «отрывается» от атома (на энергетиче­ской диаграмме это показано как переход в зону проводимости). Эти пятива­лентные атомы называют донорами, так как они поставляют свободные элект­роны. Присутствие атомов такой примеси показано на энергетической диа­грамме как формирование локальных энергетических уровней, лежащих в за­прещенной зоне близко к самому низкому уровню (дну) зоны проводимости Ес.

Рисунок 7.2 представляет функции для полупроводника n-типа, анало­гично функциям на рис. 7.1 для собственного полупроводника. Донорный энер­гетический уровень обозначается как Ер. Энергия ЛЕр. требуемая для перехода электрона с этого уровня в зону проводимости, является относительно малой величиной, порядка Л Ер « 0.01эВ. При комнатной температуре (тепловая энер-

гия, поставляемая электрону, составляет приблизительно кТ = 0.025 эВ) элек­трон может легко быть возбужден и переведен в зону проводимости. В этом случае уровень Ферми сдвигается к более высоким энергиям (рис. 7.2,6). Из-за низкой величины AEd атомы донорной примеси ионизируются при комнатной температуре (и даже при более низких температурах), формируя область поло­жительного заряда.

Концентрация электронов в зоне проводимости намного выше, чем кон­центрация дырок в валентной зоне, потому что при тепловом образовании ды­рок электроны должны перепрыгнуть через всю запрещенную зону (неоснов­ные носители).

Область 2 на рис. 7.2,в больше, чем область 1 (заметим, что концентрация электронов равна сумме концентраций дырок и ионизированных доноров).

рекомоинационныи ток электронов
тепловой ток электронов

зона проводимости

j f ооласть пространственного заряда

запрещенная зона

валентная зона

-еЛ/д

Рис. 7.3. Модель р-п перехода

При замене атомов Si в кремниевом кристалле атомами элементов треть­ей группы периодической системы (например, атомами В, Al, Ga), в кристалли­ческой решетке образуется область, содержащая атомы только с тремя валент­ными электронами. Для этих атомов одна связь не будет насыщена и не будет скомпенсирована четырьмя соседними атомами кремния.

Она будет вести себя как «дырка». Вследствие теплового движения валент­ный электрон от соседнего атома кремния может попасть в эту незанятую связь, и дырка будет перемещаться по кристаллу, как это уже описано выше. Полупровод­ник, легированный таким образом, называют полупроводником p-типа (positive). Примеси, формирующие электронные ловушки, называют акцепторами (рис. 7.3).

Такое поведение показывается на энергетической диаграмме таким же образом, как и для полупроводника n-типа на рис. 7.2.

Акцепторный энергетический уровень Еа образуется в запрещенной зоне ближе к верхнему пределу валентной зоны. При подводе относительно малого количества энергии А ЕА электроны из валентной зоны могут быть захвачены на этом уровне.

Дырка, образованная таким образом в валентной зоне, может теперь пере­мещаться свободно по кристаллу. Поэтому в полупроводнике p-типа концентрация дырок намного выше, чем концентрация свободных электронов (неосновные носи­тели) и энергетический уровень Ферми перемещается к более низким энергиям.

В кристалле может иметь место неоднородное распределение концентра­ции примеси. Например, некая область может быть легирована сильнее, чем ос­тальные. Кроме того, можно легировать некоторые области кристалла приме­сями группы 5, а некоторые элементами группы 3. В обоих случаях, свободные носители заряда (электроны и дырки) имеют тенденцию, в соответствии с зако­нами диффузии, перемещаться из области с более высокой концентрацией в об­ласти с более низкой концентрацией, таким образом устанавливая однородное распределение. Однако если свободные носители удаляются из некоторых об­ластей, твердо фиксированные заряды ионизированной примеси с противопо­ложным зарядом остаются в их первоначальном положении, формируя заря­женную область. В результате этих процессов в кристалле формируются отно­сительно сильные локальные электрические поля, даже при том, что кристалл остается в целом электрически нейтральным. Эти области предотвращают дальнейший отток свободных носителей из областей с более высокой концен­трацией, и система достигает равновесия.

Крутой р-n переход - специальный пример неоднородного распределения примеси (идеализированная модель, см. рис. 7.3). Такой переход образуется, ко­гда одна часть кристалла легируется как полупроводник p-типа, а смежная часть как полупроводник n-типа. В переходе градиент концентрации свободных носи­телей — это градиент N в направлении перехода (идентично направлению х на рис. 7.3,а), где /V/) - концентрация доноров, a Na - концентрация акцепторов.

Как уже упоминалось, некоторые свободные электроны переместятся из области n-типа в области p-типа, а некоторые дырки переместятся в противопо­ложном направлении. Жестко фиксированные заряды ионизированной приме­си, остающиеся на своих местах в кристалле, формируют область объемного заряда (положительного заряда в полупроводнике n-типа на рис. 7.3,в). Элект­рическое поле, образующееся между р и п областями, препятствует дальней­шему перемещению в обе стороны свободных носителей. В состоянии равнове­сия уровень Ферми должен быть уравновешен повсеместно, по всему кристаллу так, чтобы в области перехода зоны изогнулись. Идеализированная ситуация иллюстрируется на рис.7.3,6. Ширина р-n перехода задана точками хр и х„, UD - разность потенциалов между различным образом легированными областями (так называемый диффузионный потенциал).

Р-n переход функционирует как простой полупроводниковый диод. Од­нако эта система достигает скорее динамического, а не статического равнове­сия. При температурах Т> О К электроны и дырки непрерывно генерируются и рекомбинируют во всем объеме полупроводника, как показано на рис. 7.3,6. Мы проиллюстрировали только электронные потоки, отмечая, что потоки ды­рок ведут себя аналогичным способом. Некоторые электроны в полупроводни­ке n-типа могут иметь энергию выше, чем диффузионный потенциал Up - Эти

электроны могут пересечь р-n переход и проникнуть в полупроводник Р-типа, где они рекомбинируют со свободными дырками. Этот поток называют реком­бинационным потоком. В то же самое время свободные электроны и дырки ге­нерируются в полупроводнике p-типа и ускоряются в электрическом поле р-п перехода к полупроводнику n-типа. Этот поток называют тепловым или диффу­зионным потоком. Без приложения внешнего поля эти потоки в противополож­ных направлениях равны и не определимы внешне. Если приложен внешний потенциал и электрическая цепь замкнута, равновесие нарушено. Если положи­тельный потенциал приложен на стороне p-типа, кривизна зон меняется, потен­циальный барьер UD уменьшен на AV, и потоки электронов к полупроводнику p-типа (и дырок в противоположном направлении) преобладают. Р-n переход, таким образом, включен в прямом направлении.

Если положительный потенциал приложен к стороне n-типа, потенциаль­ный барьер Uо становится выше, рекомбинационный ток снижается, и тепловой ток преобладает. Тепловой ток, однако, имеет меньшую величину из-за более низкой концентрации электронов в полупроводнике р-типа. Р-n переход в этом случае сориентирован в обратном направлении.

Теперь мы переходим к принципу фотоэлектрического преобразования солнечной энергии непосредственно. Это преобразование имеет место в полу­проводниковой фотоэлектрической ячейке, где энергия падающего фотона пре­образуется в электрическую энергию. Фотоэлемент, в основном, представляет собой большой диод, где р-n переход размещается между фронтальной и тыль­ной сторонами элемента, параллельно лицевой поверхности. Если к фотоэлек­трической ячейке поступают фотоны с энергией выше, чем ширина запрещен­ной зоны, то каждый из этих фотонов образует электронно-дырочную пару. Та­ким образом, эти фотоны передают свою энергию кристаллу и поглощаются. Если энергия фотона больше ширины запрещенной зоны, имеющийся избыток энергии передается колебаниям решетки и преобразуется в тепловую энергию, которая увеличивает температуру материала полупроводника. Электронно­дырочные пары, создаваемые в области р-n перехода, разделяются электриче­ским полем Ё между фиксированными неподвижными пространственными за­рядами. Дырки ускоряются в направлении поля, а электроны в противополож­ном направлении. Между противоположными полюсами фотоэлемента образу­ется электрический потенциал. При включении фотоэлемента в электрическую схему через цепь потечет постоянный ток. Таким образом, фотоэлемент стано­вится источником электроэнергии.

Эта ситуация иллюстрируется схематически на рис. 7.4. Этот рисунок изо­бражает диаграмму энергетических уровней в полупроводниках р-типа и п-типа. Рисунок 7.4,6 иллюстрирует выравнивание значений потенциала Ферми и изгиб зон в области р-n перехода в неосвещенной фотоэлектрической ячейке.

Здесь изображены также рекомбинационные и тепловые токи в состоянии равновесия, области объемного заряда и диффузионный потенциал t/д. В тем­ноте (без освещения) фотоэлектрическая ячейка ведет себя как полупроводни­ковый диод.

Рис. 7.4,в иллюстрирует ситуацию, имеющую место после освещения фо­тоэлемента, не соединенного с электрической цепью. Поступающие фотоны нарушают изначальное равновесие и создают новое равновесие. Генерация электронов и дырок возрастает. Образующиеся электроны и дырки ускоряются в области электрического поля р-n перехода в направлении, указанном стрел­ками (фактически в направлении, обратном току от отрицательного к положи­тельному полюсу). Сторона p-типа становится положительно и n-типа отрица­тельно заряженными. Потенциальный барьер Ud уменьшается и уровни Ферми в областях p-типа и n-типа разделяются. Различие в значении потенциалов ме­жду областями эквивалентно фотоэлектрическому напряжению, обозначенному на рисунке. В пределе это напряжение может соответствовать первоначальному

изгибу зон, которое в кремниевых фотоэлементах обычно составляет приблизи­тельно Up « 0.6 V. Дальнейшее увеличение интенсивности освещения не уве­личивает напряжение разомкнутой цепи, как это показано на рис. 7.5.

Это происходит потому, что фотоэлектрический потенциал и потенциал объемного заряда компенсируются в р-n переходе. Далее, в р-n переходе на­правленное движение образованных электронов и дырок прекращается, и они более не разделяются. Процесс может также интерпретироваться таким обра­зом: уменьшение потенциального барьера Up при освещении приводит к уве­личению рекомбинационного тока электронов в полупроводник p-типа и воз­растанию рекомбинационного тока дырок в противоположном направлении. Это компенсирует увеличенный диффузионный поток, вызванный разделением образованных электронов и дырок в электрическом поле Е между фиксирован­ными заряженными областями в р-n переходе. Возникшее фотоэлектрическое напряжение способствует установлению нового равновесия.

Если мы соединим освещенный фотоэлемент с электрической цепью, то соединение двух полюсов приведет к уменьшению напряжения (электродви­жущей силы источника). Это, в свою очередь, вызовет изменение в изгибе зон так, что потенциальный барьер Up увеличится снова.

Рекомбинационный поток, таким образом, будет уменьшаться, и тепло­вой поток будет преобладать из-за разделения образованных электронов и ды­рок в электрическом поле Е между неподвижными пространственными заря­дами. Сумма двух потоков не будет равна нулю, и образующийся ток будет по­ставляться в электрическую цепь фотоэлемента, который начинает функциони­ровать в данном случае как источник энергии.

е

со

р

Поскольку ширина запрещенной зоны кристаллического кремния AEg » 1.1 эВ, то кремниевые элементы будут чувствительны к фотонам види­мой и близкой инфракрасной области солнечной радиации с длинами вол­ны Я < 1100 нм.

На рис. 7.6 приведен спектр солнечного излучения после прохождения через атмосферу с обозначением длин волн и энергии фотонов. Здесь также указана ширина запрещенной зоны кремния или, другими словами, край по­глощения.

Рисунок 7.7 представляет вольтамперные характеристики освещенного фотоэлектрического элемента на основе кремния в электрической цепи. Инди­видуальные кривые соответствуют различной интенсивности освещения. Пере­сечения кривых с вертикальной осью дают токи короткого замыкания, соответ­ствующие «нулевому» сопротивлению во внешней цепи (или, другими слова­ми, к короткому замыканию обоих полюсов фотоэлемента). Если нагрузка в це­пи увеличивается, мы двигаемся от этих пунктов вдоль кривых в направлении увеличивающегося напряжения (направо).

Пересечения кривых с горизонтальной осью дают напряжение разомкнутой цепи, то есть они соответствуют «бесконечному» внешнему сопротивлению цепи, или разомкнутой цепи. Оптимальная нагрузка элемента соответствует сопро-

тивлению, при котором произведение напряжения и тока максимальны, так на­зываемая рабочая точка на вольтамперной характеристике (прямоугольник, оп­ределяемый осями и рабочей точкой, имеет максимальную площадь). В этом случае фотоэлемент выдает максимально возможную мощность.

На рис. 7.8 представлены вольтамперные характеристики фотоэлементов на основе кристаллического кремния в зависимости от температуры при посто­янном освещении.

Можно заметить, что ток короткого замыкания увеличивается с увеличе­нием температуры, но напряжение разомкнутой цепи понижается. Оптималь­ные рабочие точки обозначены кружками на кривых. Максимальная мощность

фотоэлемента при постоянном освещении и, следовательно, коэффициент по­лезного действия, уменьшается с увеличением температуры.

Описанный механизм фотоэлектрического преобразования солнечного излучения может реализовываться только в полупроводниковых материалах, которые в отличие от металлов имеют некоторую запрещенную зону. Однако в отличие от диэлектриков ширина запрещенной зоны у полупроводников не столь велика, что определяет их специфические свойства.

Термин «полупроводники» часто понимают как совокупность нескольких наиболее типичных групп веществ, полупроводниковые свойства которых чет­ко выражены уже при комнатной температуре (300 К).

Полупроводники при комнатной температуре имеют значения удельного сопротивления в пределах 10”6 - 109 Ом м (промежуточное положение между металлами и диэлектриками). Ширина запрещенной зоны у полупроводников лежит в диапазоне 0,1 - 3,0 эВ.

Удельная проводимость полупроводников в сильной степени зависит от типа и концентрации содержащихся в них примесей и дефектов. Для полупро­водников характерна чувствительность к свету, электрическому и магнитному полям, радиационному воздействию, давлению и др.

В полупроводниках может наблюдаться смешанный тип химических свя­зей: ковалентно-металлический, ионно-металлический и др.

К полупроводникам можно отнести широкий круг химических элементов и химических соединений:

• элементарные полупроводники: германий, кремний, селен, теллур и др.;

• соединения типа SiC;

• соединения типа А3В5 (например, арсенид галлия GaAs);

• соединения типа А2В6 (например, ZnTe, ZnSe, CdTe, CdS и т. п);

• окислы и сульфиды ряда металлов: NiO, Cu20, CuO, CdO, PbS и др.;

• тройные соединения: CuInSe2, CuSbSr, CuFeSe2, PbBiSe3 и др.;

• твердые растворы типа GeSi, GaAsi_x Рх и др.

Полупроводники могут быть кристаллическими или аморфными. Для из­готовления фотоэлементов до настоящего времени использовались моно или поликристаллические полупроводники (кремний и в некоторой степени арсе­нид галлия), а также полупроводники в аморфном состоянии.

1. Элементы IV группы периодической системы элементов Менделеева германий и кремний наиболее полно изучены и широко применяются как в полупроводниковой электронике, так и в солнечной энергетике. Атомы этих элементов, обладая 4 валентными электронами, образуют кристаллические решетки типа алмаза с ковалентной связью атомов. Сам алмаз в некоторой степени также обладает полупроводниковыми свойствами, однако величина Eg для него значительно больше, чем у Ge и Si, и поэтому при Т = 300 К его собственная (не связанная с примеся­ми или внешними воздействиями) электропроводность весьма мала.

2. К алмазоподобным полупроводникам относятся и соединения элемен­тов III группы периодической системы (Al, Ga, In) с элементами V группы (Р, As, Sb), т. е. материалы типа А3В5 (GaAs, InSb, GaP, InP и т. п.). Атомы III группы имеют 3 валентных электрона, а V группы - 5, так что в целом число валентных электронов, приходящееся на 1 атом, в этих соединениях равно 4 (как у Ge и Si). Каждый атом образу­ет 4 валентные связи с ближайшими соседями, в результате чего полу­чается кристаллическая решетка, подобная решетке алмаза с той лишь разницей, что ближайшими соседями атома А3 являются атомы В5, а соседями атомов В5 - атомы А3. За счет частичного перераспределе­ния электронов атомы А3 и В5 в такой структуре оказываются разно­именно заряженными. Поэтому связи в этих кристаллах не полностью ковалентные, а частично ионные. Однако ковалентная связь в них пре­обладает, поэтому эти кристаллы по многим свойствам являются бли­жайшими аналогами Ge и Si.

3. Соединения элементов II и VI групп периодической системы - А2В6 (ZnTe, ZnSe, CdTe, CdS и т. п.) также имеют в среднем 4 валентных электрона на 1 атом, но ионная связь у них более сильно выражена. У некоторых из них ковалентная связь преобладает над ионной, у других она слабее, но и те, и другие обладают свойствами полупроводников.

4. В соединениях элементов VI группы с переходными или редкоземель­ными металлами (Ті, V, Mn, Fe, Ni, Sm, Ей и т. п.) преобладает ионная связь. Сочетание полупроводниковых и магнитных свойств этих со­единений и их взаимное влияние интересно как с теоретической точки зрения, так и для практического применения в фотоэнергетике.

Многие органические соединения также обладают полупроводниковыми свойствами. В настоящее время проводятся исследования по практическому их использованию в качестве исходных материалов при получении солнечных элементов.

Из электрофизических параметров полупроводниковых материалов важ­нейшими являются: удельная проводимость (или величина, обратная ей - удельное сопротивление), концентрация электронов и дырок, температурные коэффициенты удельного сопротивления, ширина запрещенной зоны, энергия активации примесей, работа выхода, коэффициенты диффузии носителей заря­да и другие. Для специального использования в некоторых случаях большое значение имеют коэффициент термо-ЭДС, а также коэффициент Холла и др.

К фундаментальным параметрам полупроводников относятся плотность, постоянная кристаллической решетки, коэффициент теплопроводности, темпе­ратура плавления и др.

В отсутствие электрического поля дырка, как и электрон, будет совершать хаотические колебания, при этом происходят и обратные переходы электронов из зоны проводимости на свободные уровни валентной зоны (рекомбинация). Механизм генерации носителей и разделения электронно-дырочных пар, возни­кающих в полупроводнике под воздействием фотонов солнечного излучения, а также возникновения Э. Д.С. в солнечном элементе рассмотрены выше.

В настоящее время основным типом используемых на практике фото­электрических преобразователей являются «планарные» солнечные элементы, создаваемые на плоских пластинах полупроводникового материала, главным образом, кремния. Эти элементы далее собираются в модули, из которых соби­рают солнечные батареи. Основным действующим лицом в такой схеме являет­ся солнечный элемент.

Производственный цикл получения фотоэлектрических панелей - основ­ной продукции, поставляемой сегодня на рынок, весьма сложен. Его можно разделить на три тоже сложных этапа.

1 этап - получения исходного полупроводника (преимущественно крем­

ния) и подготовка пластин для последующего передела;

2 этап - получение солнечных элементов;

3 этап - получение солнечных модулей (панелей) с последующей по­

ставкой их потребителю.

Многие крупные компании полагают для себя чрезвычайно выгодным объединить на своих предприятиях все три этапа, что позволяет улучшить ко­ординацию работ и обеспечить этапы получения СЭ и модулей бесперебойной поставкой сырья и полуфабрикатов.

В следующих главах мы рассмотрим каждый из этих этапов в отдельности.