ТОНКОПЛЕНОЧНЫЕ. СОЛНЕЧНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ. НА ОСНОВЕ КРЕМНИЯ

Факторы, определяющие КПД солнечного элемента

Предельный термодинамический КПД идеального преобразователя солнечной энергии определяется как

Лпред ~

V " " с J

где Т — температура приемника; Тс — температура источника.

Спектр излучения Солнца может быть аппроксимирован спектром из­лучения абсолютно черного тела, нагретого Тс = 5800 К. Тогда для темпе­ратуры приемника Т ~ 300 К можно получить Рпред — 93 ^% [17].

Определение предельного теоретического КПД, исходя из наиболее общих принципов, представлено в работе [19]. Расчеты сделаны на основе принципа детального равновесия при рассмотрении потоков излучения в системе, состоящей из Солнца, которое считается абсолютно черным те­лом, и солнечного элемента. Для условия отсутствия концентрирования сол­
нечного света авторы определили предельный теоретический КПД = 30 % при оптимальной ширине запрещенной зоны полупроводника 1,1 эВ, что близко к ширине запрещенной зоны Si.

В работе [20] для единичного солнечного элемента и теоретически мак­симального коэффициента концентрации солнечного излучения С = 46 200 (определяется как отношение излучаемой с единицы поверхности Солнца мощности к плотности мощности солнечного излучения в окрестностях Земли [17]) был получен предельный КПД = 40 %. Для неограниченного количества элементов в каскадной структуре предельный КПД = 68 % при С = 1 и КПД = 87 % при С = 4,6-104 [21].

Однако солнечный фотоэлемент преобразует только часть падающей

Электрическая энергия

Рис. 2.9. Потери энергии в солнечном элементе: Rш — шунтирующее
сопротивление; Rп — последовательное сопротивление

Анализ распределения потерь энергии падающего излучения в крем­ниевом солнечном элементе (КПД = 16,6 %, ff = 0,78) при работе в услови­ях AM 1,5 проведен в работе [21]:

• термализация (передача энергии решетке) горячих носителей заряда, возникающих при поглощении фотонов с энергией hv > Eg — 29,2 %;

• прохождение через элемент фотонов низких энергий hv < Eg, не со­провождающееся генерацией электронно-дырочных пар — 18,8 %;

• неполное собирание фотогенерированных носителей заряда — 4,5 %;

• рекомбинационные потери носителей заряда в переходе, определяе­мые диодными параметрами — 19,2 %;

• потери мощности в диоде при прямом напряжении смещения, рав­ном Vm, омические потери мощности I2R на последовательном и шунти­рующем сопротивлениях — 4,7 %;

• потери на отражение (отражение света от фотоприемных поверхно­стей) — 2,0 %;

• потери на затенение поверхности контактной сеткой — 4,0 %;

• нефотоактивное поглощение (поглощение света просветляющим по­крытием, дефектами и т. д.) — 1,0 %.

Из перечисленного видно, что наибольшими в СЭ являются потери на термализацию горячих носителей заряда.

Проникновение излучения через поверхность фотоэлемента. Первым явлением, вызывающим потерю падающей энергии, является отражение излучения от поверхности полупроводника. Отражение в значительной ме­ре определяется состоянием поверхности, а также зависит от физических параметров полупроводника. В соответствии с расчетами для материалов со структурой алмаза и шириной запрещенной зоны 1,0—1,5 эВ следует ожидать отражения около 30 %. Для кремния отражение в видимой области спектра составляет около 40 %. Чтобы уменьшить потери, вызванные от­ражением, на поверхности кремния создается просветляющий слой, на­пример из SiO2.

КПД проникновения, показывающий, какая часть падающей энергии проникает через поверхность полупроводника в глубь пластинки, опреде­ляется из выражения

! Ex(1 - Rx)dX

^пр = ^------------------- , (2.24)

! Exd x

0

где Rx — отражение; Ex d X — часть энергии падающего излучения в про­межутке длин волн от X до X + dX.

Поглощение излучения. Часть излучения, проникающего в глубь полу­проводника, поглощается в нем. Остальная часть излучения проходит через
всю толщину пластины и бесполезно поглощается задним металлическим электродом. КПД поглощения излучения в полупроводнике находится из выражения

I ek(1 - R0P-exp(-a®)] dк 0________

да

I Ek(1 - Rk) dk

0

где a — коэффициент поглощения; ® — толщина пластины.

Количество энергии, теряемой в результате поглощения задним элек­тродом, определяется коэффициентом поглощения излучения и толщиной полупроводниковой пластинки, в которой выполнен ^-«-переход. Обычно до заднего электрода доходит очень малая часть излучения в длинноволно­вой части спектра.

Генерация носителей заряда. Не вся поглощенная в объеме полупро­водника энергия идет на генерацию пар электрон-дырка. Часть ее тратится на образование экситонов и возбуждение колебаний кристаллической ре­шетки, что приводит к повышению температуры полупроводника. Погло­щение, связанное с генерацией пар электрон-дырка, определяется кванто­вым выходом внутреннего фотоэффекта Цк.

КПД генерации, определяющий ту часть поглощенной полупроводни­ком энергии, которая вызывает образование пар электрон-дырка, находится по формуле

ко S

I ЦкEk(1 - Rk)[1 - exP(-a®)] dк Цг = -°5------ . (2.26)

I Ek(1 - Rk)[1 - ЄХР (-a®)] dк о

Край собственного поглощения определяет длинноволновую границу ко5 спектральной характеристики прибора. Так как для к > ко5 имеем Цк = 0, то верхний предел интегрирования в числителе ограничивается ко5. Это свиде­тельствует о том, что для данного спектра излучения КПД генерации цг является функцией ширины запрещенной зоны Eg.

На рис. 2.1о представлен спектр солнечного излучения и кривые, оп­ределяющие максимальную величину энергии с данной длиной волны, ко­торая может идти на генерацию пар электрон-дырка в полупроводниках с

разной шириной запрещенной зоны. Приведенные кривые рассчитаны для случая, не учитывающего отражение от поверхности и проникновение из­лучения до заднего электрода, т. е. R ^ = 0 и ю = да.

Рис. 2.10. Спектр солнечного излучения и кривые,
определяющие величину энергии излучения с длиной волны,
используемой для генерации пар электрон-дырка в различных
полупроводниках: 1 — Eg = 2,5 эВ [GaP], 5,8-1016 пар/с;

2 — энергия для генерации пар электрон-дырка в полупроводнике
с шириной запрещенной зоны Eg; 3 — Eg = 1,1 эВ [Si], 2,8-1017 пар/с;

4 — спектр солнечного излучения; 5 — Eg = 0,68 эВ [Ge], 4,2-1017 пар/с

Как видим, энергия длинноволновой части спектра, соответствующая энергии квантов, меньшей чем Eg полупроводника, полностью теряется. В связи с этим количество полезно поглощенных фотонов уменьшается при увеличении Eg полупроводника. Однако с увеличением ширины запрещенной зоны относительно возрастает поглощение в области максимума солнечного спектра, где фотоны имеют более высокую энергию. Поэтому существует оп­тимальная ширина запрещенной зоны, при которой часть энергии спектра, идущая на генерацию пар электрон-дырка, наибольшая (рис. 2.11).

Рекомбинация и ток. В прохождении электрического тока во внешней цепи принимают участие те пары электрон-дырка из общего количества об­разованных в объеме полупроводника, которые генерируются на расстоянии от перехода, не большем диффузионной длины. Остальные пары, которые рекомбинируют перед их разделением потенциальным барьером, определя­ют токовые потери. КПД фотоэлемента по току вычисляется по формуле

^0 s

J £>хЛхEx(1 - Rx)^ - exP(-аю)] dX Лі = -^ , (2.27)

J ЛхEx(1 - Rx)[1 - exP(-аю)] dx 0

где Qx — коэффициент разделения носителей.

Рекомбинация и напряжение. Как уже отмечалось, фотоны с энергией, значительно превышающей ширину запрещенной зоны полупроводника, об­разуют пары электрон-дырка, энергия которых в момент образования намного больше средней энергии равновесных носителей заряда. Однако избыток энергии быстро теряется в результате соударения с атомами решетки, поэтому энер­гия образованных носителей почти сразу при­ближается к средней энергии равновесных но­сителей в зонах (процесс термализации горя­чих носителей). Потеря энергии носителей при переходах внутри зоны вызывает потерю напря­жения в солнечном фотоэлементе.

Потеря напряжения, обусловленная пере­ходом одного электрона, определяется отношением

еЕф = еЕфХ hv hc

где Eф — фотоЭДС, вырабатываемая электроном на контактах элемента,

hv — поглощенная электроном энергия в момент генерации в зоне.

КПД по напряжению для всех действующих фотонов определяется по формуле

В выражении (2.28) не учитываются потери напряжения, обусловлен­ные его падением на последовательном сопротивлении ^-«-перехода.

Умножая значение КПД отдельных процессов, определяемых в выра­жениях (2.24)-(2.28), находим результирующую эффективность

ЄЕф I hQX^XEx(1 - Rx)[1 - exP(-а®)] dE

nc 0_________________________________________

IE, d E 0

Выбор оптимального полупроводника. На рис. 2.12 приведена зависи­мость идеальной эффективности солнечного элемента при 300 К от ширины запрещенной зоны. Одна кривая соответствует обычному излучению (C = 1), а другая — х1000 концентрированного солнечного излучения (C = 1000). Небольшие осцилляции на ней связаны с характером поглощения излучения в атмосфере. Видно, что кривая эффективности имеет широкий максимум, в пределах которого КПД слабо зависит от Eg. Поэтому все полупроводни­ки, которые имеют ширину запрещенной зоны от 1 до 2 эВ, относятся к ма­териалам, пригодным для создания солнечных элементов. Существует ряд факторов, снижающих идеальную эффективность, вследствие чего реальные значения эффективности преобразования ниже идеальных.

% %

28

24

20

16

12

8

4

0

0,2 0,6 1,0 1,4 1,8 2,2 2,4 2,6 2,8 3,0

Eg, эВ

Рис. 2.13. Зависимости теоретического КПД
идеального солнечного элемента
с гомопереходом от ширины запрещенной
зоны полупроводника

Соотношение между теоретическим КПД солнечных элементов с го­мопереходом и шириной запрещенной зоны полупроводника в условиях АМ 0 при различных температурах представлено на рис. 2.13 в отсутствии рекомбинационных потерь носителей заряда на поверхности. Максимум
кривых расположен вблизи энергий 1,4—1,5 эВ. При повышенных темпера­турах максимумы смещаются в область больших значений ширины запре­щенной зоны [21].

На рис. 2.14 представлена зависимость максимального КПД солнечно­го фотоэлемента от ширины запрещенной зоны полупроводника для трех значений концентраций доноров и акцепторов. Кривые получены в результа­те расчетов, выполненных для германия Eg = 0,7 эВ, кремния Eg = 1,1 эВ, ан - тимонида индия Eg = 1,6 эВ и гипотетического полупроводника Eg = 2,0 эВ аппроксимацией спектра солнечного излучения спектром излучения абсо­лютно черного тела с температурой T = 5760 К и интегральной излучатель­ной способностью 0,1 Вт/см2. Потери на отражение и во внутренних со­противлениях фотоэлемента не учтены.

Eg, эВ

Рис. 2.14. Зависимость максимального КПД солнечного элемента от ширины запрещенной зоны полупроводника

КПД фотоэлемента увеличивается по мере повышения концентрации примесей. Это связано с тем, что при увеличении концентрации примесей уровень Ферми в обеих областях p-n-перехода перемещается в направлении границ запрещенной зоны, благодаря чему увеличивается высота потенци­ального барьера в переходе. Оптимальный полупроводник для преобразова­ния солнечной энергии должен иметь ширину запрещенной зоны около 1,6 эВ (см. рис. 2.14).

В действительности распределение солнечной энергии на Земле далеко от идеального и связано с тремя основными источниками атмосферного погло­щения, а именно: газами (O2, N2 и др.), водяным паром и пылью. В результате атмосферного поглощения ослабляется ультрафиолетовая часть солнечного
спектра. Влияние названных источников поглощения можно описать, если вве­сти длину оптического пути (воздушная масса AM) и количество водяного па­ра в атмосфере w. Поглощение будет тем больше, чем больше AM и w.

С учетом изменения солнечного спектра под влиянием географиче­ских и атмосферных условий поток фотонов Q(Eg), способных генериро­вать пары электрон-дырка в полупроводнике с шириной запрещенной зоны Eg, определяется как

Q (Eg )= s Q M >

Eg h

где Q(v) — поток фотонов с энергией hv на отрезке А — = 10 5 •см_1;

vmax — максимальная частота в спектре солнечного излучения.

Зависимость потока фотонов Q(Eg) и плотности тока, которые образо­вали бы генерированные этими фотонами пары при их полном разделении, представлена на рис. 2.15. Поглощение в атмосфере приводит к уменьше­нию плотности тока и количества фотонов в полупроводнике. Соответст­вующие изменения наблюдаются в зависимости от максимальной теорети-

ческой величины КПД солнечного элемента и от ширины запрещенной зо­ны полупроводника (рис. 2.16).

Чем сильнее поглощается излучение атмосферой, тем при более низ­ком значении Eg достигается оптимальная величина Лтах(см. рис. 2.16). С другой стороны, для полупроводников с меньшим значением Eg влияние

атмосферы проявляется слабее, а характеристики солнечных элементов на их основе становятся сопоставимыми с характеристиками солнечных эле­ментов на основе более широкозонных материалов.

ФотоЭДС солнечного элемента при комнатной температуре определя­ется как

Для достаточно больших интенсивностей излучения, при которых

1ф >> Is, единица в формуле (2.29) может быть опущена.

Если рассматривать ^-«-переход, в котором концентрация примесей в диффузионном слое p-типа значительно больше, чем в исходной пластине «-типа, (что имеет место в солнечных элементах), то плотность тока насы­щения определяется уравнением

1

2

Lh 1h

где p« — равновесная концентрация дырок в «-области; Dh, Lh, ih — соответ­ственно коэффициент диффузии, диффузионная длина и время жизни дырок. Подставляя известные выражения

1

«n =-------- ,

е^ер« где ре, р« — подвижность электронов и удельное сопротивление материа­

ла, для фотоЭДС солнечного элемента из кремния с базой перехода «-типа при температуре 300 К находим

Если на лицевую поверхность солнечного элемента (см. рис. 2.2) падает монохроматический свет с длиной волны X и энергией фотонов hv > Eg, за­висимость скорости генерации электронно-дырочных пар от расстояния х от поверхности полупроводника определяется выражением [12]

G(X, x) = a(X)F(X)[1 - R(X)]exp[- a(X)x], (2.31)

где a(X) — коэффициент поглощения; F(X) — плотность потока падающих фотонов в единичном спектральном интервале; R (X) — доля фотонов, отражающихся от поверхности.

Генерируемый светом в солнечной батарее фототок может быть най­ден из уравнения непрерывности для избыточных носителей. При низком уровне инжекции одномерное стационарное уравнение непрерывности для дырок в полупроводнике и-типа имеет вид

Gp _ Рп _ Рп° _ IJ = 0. (2.32)

F Xp e dx

Уравнение непрерывности для электронов в полупроводнике p-типа

п p — п Р0 1 dJ

Gn —p------ Р0 —1 dJn = 0. (2.33)

хп e dx

Отсюда плотность тока дырок и электронов определяется выражениями

В этих выражениях Jp и Jn — плотность дырочного и электронного то­ков. В солнечном элементе с резким p-n-переходом и постоянными уровня­ми легирования по обеим сторонам перехода (рис. 2.17) электрическое поле вне обедненной области отсутствует. Из выражений (2.31), (2.32), (2.34) можно получить уравнение, описывающее распределение неосновных носи­телей дырок в и-области

Dp—pn _ pn—pn0 + aF (1 — R)exp(-ax) = 0. (2.36)

dx X p

Общее решение этого уравнения имеет вид

pn - pn0 = Ach(x/Lp) + Bsh(x/Lp) - Cexp(- ax) , где Lp = (DpXp)1/2 — диффузионная длина; A, B, C — константы.

34

Использование в уравнении (2.36) част­ного решения pn - pno = C exp(- ax) позво­ляет определить C:

C = aF(1 - R)tp / (a2Lp -1).

Константы A и B определяются в ре­Рис. 2.17. Размеры солнечного

зультате использования граничных условий элемента и характерные длины на фронтальной поверхности (при x = 0), даффузии не°сн°вных шоттелет где происходит рекомбинация, и на границе обедненной области. Первое условие может быть получено, если учесть, что при x = 0 плотность диф­фузионного тока равна плотности поверхностного рекомбинационного тока

DP d(Vn0) = SP(Pn - Pn0),

где Sp — скорость поверхностной рекомбинации.

Второе граничное условие справедливо для границы области про­странственного заряда, где избыточная концентрация неосновных носите­лей мала, что связано с их удалением полем из области обеднения. Таким образом,

Pn - Pn0 = 0 при x = Xj.

Подстановка этих граничных условий в уравнение (2.36) позволяет получить выражение для избыточной концентрации дырок:

Pn - Pn0 = [aF(1 - R)V(a2LP2 - 1)] (SpLp / Dp +aLP ) х

—ax ■

sh[(xj - x) / Lp ] + e j [(SpLp / Dp)sh(x / Lp) + ch(x / Lp)] - ax

(SpLp / Dp)sh(xj / Lp) + ch(xj / Lp)

Тогда плотность дырочного фототока, генерируемая фотонами с дли­ной волны X, на краю обедненной области равна

элемента с р-базой при заданной длине волны падающего излучения и предполагая, что время жизни носителей, их подвижность и уровень леги­рования в этой области постоянны.

Чтобы найти электронный фототок, собираемый из подложки, необхо­димо использовать уравнения (2.31), (2.33) и (2.35) при следующих гра­ничных условиях:

np - Про = 0 при x = Xj + W, (2.39)

где H — полная толщина солнечного элемента; W — ширина обедненной области.

Условие в выражении (2.39) означает, что избыточная концентрация не­основных носителей вблизи края обедненного слоя равна нулю, а в (2.38) — определяет скорость поверхностной рекомбинации вблизи омического кон­такта на тыловой поверхности.

Использование этих граничных условий позволяет определить плот­ность электронного фототока, генерируемого фотонами с длиной волны X, на краю обедненной области р-базы (x = Xj + W):

где Hi — толщина квазинейтральной области р-базы.

В дополнение к диффузионным составляющим фототока, собираемым в квазинейтральных n - и p-областях (уравнения (2.37) и (2.40) соответст­венно), необходимо учесть дрейфовую компоненту, возникающую в облас­ти обеднения. Электронно-дырочные пары, генерируемые светом в области обеднения, выносятся из этой области электрическим полем еще до того, как успевают рекомбинировать между собой. Поэтому фототок обедненно­го слоя в единичном спектральном интервале равен числу фотонов, погло­щаемых в этом слое в единицу времени:

Jdr = eF(1 - R)exp(- axj)[1 - exp(- aW)]. (2.41)

Таким образом, фототок, генерируемый в солнечном элементе светом с длиной волны X, определяется суммой выражений (2.37), (2.40) и (2.41)

Jl(X) = Jp(X) + Jn(X) + Jdr(X). (2.42)

Полная плотность фототока, протекающего при освещении элемента на основе p-n-перехода солнечным светом со спектральным распределени­ем F(X), можно получить интегрируя выражение (2.42):

X2

Jф = I [Jp (X) +Jn (X) + Jdr (X)]dX,

X1

где X1 и X2 — коротковолновая и длинноволновая границы поглощения.

Для типичного солнечного элемента на основе p-n-перехода X1 = 0,3 мкм. Красная граница поглощения определяется шириной запрещенной зоны полупроводника. Связь между длиной волны красной границы поглощения Xqs, мк, и шириной запрещенной зоны полупроводника Eg, эВ, описывается

уравнением

Для кремния (Eg = 1,12 эВ при T = 300 К) красная граница поглощения находится вблизи 1,1 мкм.

Выражение (2.42) позволяет рассчитать спектральный отклик солнечного фотоэлемента. Спектральным откликом называется число собираемых элек­тронов, приходящихся на один падающий фотон при данной длине волны.

Спектральный отклик SP равен фототоку Jl(X) (выражение (2.42)), де­ленному на величину eF, при наблюдаемом (внешнем) отклике, либо де­ленному на величину eF (1 - R), при внутреннем спектральном отклике

J p (X) + Jn (X) + Jdr (X)

SR = -^---------- ^-------- d^-L. (2.43)

eF (X)[1 - R(X)]

Если спектральный отклик известен, полная плотность фототока, про­текающего при облучении элемента солнечным светом со спектральным распределением F(X), равна

X 2

JL = e j F(X)[1 - R(X)]SR(X)dX.

XI

Коротковолновый край спектральной зависимости Q(X) определяется в основном сбором носителей из фронтального слоя, а длинноволновый край — из базовой области.

В СЭ на основе непрямозонных полупроводников значительная часть излучения с hv > Eg генерирует электронно-дырочные пары глубоко в базо­вой области, что обусловливает пологую спектральную зависимость Q в длинноволновом участке спектра фотоответа вследствие рекомбинации части генерированных носителей в объеме базы и на тыльной поверхности.

В СЭ на основе прямозонных полупроводников благодаря более рез­кому краю поглощения значения Q имеют более резкий подъем в длинно­волновой части спектра. Однако «поверхностное» поглощение в этом слу­чае начинается при больших значениях X, что приводит к более быстрому спаду значений Q при уменьшении X, из-за рекомбинации фотогенериро - ванных носителей на фронтальной поверхности [17].

Реальный внутренний спектральный отклик для кремниевого солнеч­ного элемента с p-базой существенно отличается от идеальной ступеньки (рис. 2.18 [12]). При расчетах использовались следующие параметры прибо­ра: Nd = 5-1019 см-3, Na = 1,5-1016 см-3, ip = 0,4 мкс, in = 10 мкс, Xj = 0,5 мкм, H = 450 мкм, Sp (лицевая поверхность) = 104 см/с, Sn (тыльная поверх­ность) = да. На рис. 2.18 приведены также спектральные зависимости вкла­да каждой из трех компонент тока. При поглощении фотонов с низкими энергиями основная доля носителей генерируется в базовой области, по­скольку коэффициент поглощения в Si при этом мал. Если же энергия фото­нов превышает 2,5 эВ, основной вклад в фототок вносит лицевой слой. При энергиях фотонов выше 3,5 эВ а превышает 106 см-1 и спектральный от­клик полностью определяется лицевым слоем. Поскольку величина Sp пред­полагается достаточно большой, поверхностная рекомбинация на лицевой поверхности элемента приводит к значительному уменьшению спектрально­го отклика по сравнению с идеальным значением. При aLp >> 1 и axj >> 1 спектральный отклик приближается асимптотически к величине, которая определяется фототоком лицевой стороны перехода, равной

1 + S p/aDp

SR =---------------------- p------- p----------------

(SpLp / Dp)sh(Xj / Lp) + ch(Xj / Lp)

Скорость поверхностной рекомбинации Sp сильно влияет на спектраль­ный отклик, особенно при высоких энергиях фотонов. На рис. 2.19 приведе­ны кривые спектрального отклика, рассчитанные для прибора с теми же па­раметрами (см. рис. 2.18). При этом скорость Sp изменялась в диапазоне
102...106 см/с. Наблюдается сильное уменьшение спектрального отклика при увеличении Sp. Из выражения (2.44) следует, что при заданной величине Sp спектральный отклик улучшается при увеличении диффузионной длины Lp. В общем случае для роста спектрального отклика в диапазоне исполь­зуемых длин волн следует уменьшать Sn и Sp и увеличивать Ln и Lp.

Рис.2.18. Рассчитанный внутренний
спектральный отклик кремниевого
элемента с р-базой

Итак, наблюдается резкое падение коэффициента собирания в корот­коволновой области, вызванное плохими диффузионными и рекомбинаци­онными параметрами легированного слоя, определяется неполным собира­нием носителей из базы [18].

Увеличить Q можно за счет уменьшения поверхностной рекомбинации. Это достигается тщательной обработкой поверхности полупроводника с целью устранения рекомбинационных центров. Кроме того, эффективная скорость поверхностной рекомбинации зависит от наличия потенциального барьера, что также дает принципиальную возможность снижения рекомбинации.

В арсениде галлия скорость поверхностной рекомбинации значитель­но выше, чем в кремнии. Выращивание на поверхности GaAs тонкого ши­рокозонного слоя из твердого раствора AlxGa1-xAs (x = 0,75-0,9) позволяет существенно снизить скорость поверхностной рекомбинации на гетерогра­нице благодаря близости периодов решеток GaAs и AlAs и меньшему чис­лу оборванных валентных связей на гетерогранице, чем на свободной по­верхности GaAs [22]. Потенциальный барьер на гетерогранице препятству­ет попаданию носителей тока, генерированных в узкозонном материале, на поверхность широкозонного слоя. В этом случае величина коэффициента
собирания в коротковолновой области определяется спектральной зависи­мостью показателя поглощения широкозонного слоя твердого раствора. При малых толщинах этого слоя (< 0,1 мкм) возможно сохранение высокой фоточувствительности и для самого коротковолнового участка солнечного спектра (при X < 0,4 мкм).

Второй путь повышения Q связан с уменьшением толщины лицевого легированного слоя для того, чтобы сделать неэффективный легированный слой более прозрачным для фотонов солнечного спектра [18]. Однако соз­дание мелких переходов ограничивается возрастанием сопротивления рас­текания токов. Кроме того, в тонких легированных слоях резко возрастает влияние рекомбинации на внешней поверхности. Для мелких переходов существует проблема создания металлических контактов, обусловленная возникновением объемных шунтов, которая также ограничивает уменьше­ние толщины слоя. Все это создает некоторую оптимальную толщину по­верхностного легированного слоя.

Третий путь направлен на повышение чистоты полупроводникового слоя, что резко уменьшит объемную безызлучательную рекомбинацию. Потребуются необходимые разработки технологии получения высококаче­ственных исходных материалов и приборов, которые не ухудшали бы ис­ходные параметры. В настоящее время значительное ухудшение парамет­ров базы возникает в результате термообработки элементов. Кроме того, большое количество рекомбинационных дефектов возникает при создании ^-и-перехода за счет введения посторонних примесей.

Наконец, четвертый путь повышения эффективности собирания носите­лей связан с созданием в слоях фотопреобразователя встроенных электриче­ских полей, способствующих дрейфу неосновных носителей к р-п-переходу.