ТОНКОПЛЕНОЧНЫЕ СОЛНЕЧНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ

Оптические характеристики

Разработано большое количество экспериментальных мето­дов определения оптических постоянных (п и k) тонких пленок. Их критический анализ проведен Чопра [59]. Чаще всего при­меняется метод раздельного определения п и k по измеренным значениям коэффициентов отражения и пропускания одной и той же пленки. При достаточно большой толщине пленки мно­гократных отражений света не происходит, и коэффициент про­пускания Т пленки, имеющей комплексный показатель прелом­ления Пі—ikі и толщину t, равен [59]

^            16n₀ (п\ + exp ( — 4nkfl'k'}

[(«і+очякпо+почла’

Здесь по — показатель преломления подложки; предполагается, что внешней средой является воздух. Значение ki можно найти из графика зависимости In Г от t по положению точки ее пере­сечения с одной из осей координат или по ее наклону ¹\ Если не учитывать интерференцию и многократное отражение света, то связь между коэффициентами пропускания Т и отражения R выражается соотношением Т=( 1—R) ехр (—4я&іt/h). Если же отражение света на границе раздела пленка — подложка при­нимается во внимание, то Т= ( 1—R)² ехр (—AnkitfX) при п₀<Пі и ko = 0. Поскольку коэффициент поглощения а равен 4я&Д, наиболее удобный способ определения а основан на измерении величин R и Т для одной и той же пленки.

При использовании спектрофотометра значения а могут быть найдены при различных длинах волн. Исходя из спектральной зависимости а, можно установить характер оптических перехо­дов (прямые или непрямые) и определить оптическую ширину запрещенной зоны Е_ё.

Определение плазменной частоты по результатам измерений коэффициента отражения сильно вырожденных полупроводни­ковых пленок позволяет найти значения либо концентрации но­сителей /г, либо эффективной массы т* при условии, что одна из этих величин известна [60]. Измерения спектрального положе­ния экстремумов R и Т вырожденных полупроводников, в част­ности Cu₂S, могут быть положены в основу метода определения состава пленок, как это было предложено Раджкананом [61], получившим семейство зависимостей >vmin R и Яшах г от t для пленок сульфида меди различного состава. Состав пленки опре­деляется однозначно по положению главных минимумов коэф-

п Если значение щ не известно, то k\ можно определить только по ве* личине отрезка, отсекаемого указанной кривой на оси абсцисс. — Прим, перев.

фидиента отражения и главных максимумов ко­эффициента пропускания.

На рис. 1.12 представ­лены зависимости Хштн и Яшах Т ОТ t ДЛЯ пленок Cu_xS, где величина х яв­ляется параметром.

Указанные оптические методы позволяют иссле­довать образцы с глад­кой поверхностью, отра­жающие и частично про­пускающие излучение. Однако для изучения оп­тических потерь важно уметь определять потери, вызываемые отражением и поглощением света в различных слоях сол­нечного элемента и во всем элементе. Для этого обычно проводят измере­ния [62] интегральных значений коэффициентов отражения и пропуска­ния, применяя интегри­рующую сферу, снабжен­ную спектрофотометром.

• Электрические и оптоэлектронные характеристики

Изучение электронных свойств полупроводников включает определение удельного сопротивления р, подвижности носите­лей (д_п или Др), концентрации носителей (п. или р), постоян­ной Холла (Rh), диффузионной длины неосновных носителей (L_n или L р), времени жизни неосновных носителей (Тп ИЛИ Тр) и температурных зависимостей этих параметров.

Методы измерения р, д и п хорошо известны и описаны в литературе [63, 64]. Поэтому мы не будем обсуждать их под­робно, а только отметим, что к широко применяемым методам относятся^-. 1) двухзондовый метод измерения удельного сопро­тивления; 2) четырехзондовый метод измерения удельного со­противления с линейным расположением зондов; 3) метод из­мерения распределенного сопротивления для определения удель­ного сопротивления; 4) четырехзондовый метод измерение

удельного сопротивления при нелинейном расположении зондов;

• метод Ван-дер-Пау, позволяющий определять удельное со­противление, постоянную Холла и холловскую подвижность;
• измерения эффекта Холла; 7) метод Хайнса — Шокли, при­меняемый для измерения подвижности носителей.

По характеру температурной зависимости подвижности можно установить механизм переноса носителей заряда. Ис­пользуя температурную зависимость концентрации носителей, определяют энергетическое положение уровня Ферми и примес­ных уровней. Измерения освещенных образцов позволяют полу­чить значения фотопроводимости и постоянной Холла, исходя из которых можно вычислить подвижность и концентрацию но­сителей при освещении.

Измерения фотопроводимости, включающие измерения вре­менных характеристик или термостимулированной проводимо­сти, могут оказаться полезными для определения параметров пе­реноса носителей заряда в полупроводниковых пленках [65, 66]. Данные о ловушках получают на основе анализа зависимости фототока от интенсивности излучения и кривых релаксации фо­тотока. Эффекты теплового или оптического гашения фотопро­водимости дают информацию об энергии ионизации примесей. Для изучения ловушечных уровней используют также спектраль­ные зависимости фототока.

Одно из наиболее важных приложений методов измерения фотопроводимости связано с определением времени жизни неос­новных носителей по затуханию фотопроводимости. Генерация избыточных носителей заряда происходит при облучении об­разца светом с энергией фотонов, превышающей ширину запре­щенной зоны. Проводимость образца прямо пропорциональна концентрации носителей, и изменение проводимости Да вследст­вие оптического возбуждения пропорционально количеству избы­точных носителей, т. е.

Да = С ехр(—t! т).                                     (1*29)

Здесь т — время жизни носителей, С — постоянная величина. Для того чтобы определить т, выключают освещение и регистри­руют процесс затухания проводимости. Пространственное рас­пределение времени жизни носителей можно измерить с помо­щью лазерного луча, сканирующего поверхность образца [67].

Для определения диффузионной длины неосновных носите­лей проводят измерения поверхностной фото-э.д.с. [68—70]. По­верхностная фото-э.д.с. появляется при освещении независимо от наличия р—ft-перехода и может быть измерена с помощью метода, использующего емкостную связь. Поверхностная реком­бинация не влияет на измеряемое значение времени жизни. Ин­тенсивность света ф, выраженная через поверхностный потен-

циал, равна                      (p = _JF(F_s)/C(l +І/aL).                                        П.30)

2 Заказ № 1939

Здесь ^(Vs)—функция поверхностного потенциала V_s, К — по­стоянная величина, а — коэффициент поглощения света, L — диффузионная длина неосновных носителей. При проведении измерений коэффициент поглощения а варьируют, изменяя длину волны света, а интенсивность света при каждой длине волны регулируют таким образом, чтобы сохранялось прежнее значение V_s и величина F(Vs) оставалась постоянной. Получен­ную зависимость ср от 1 /а экстраполируют к ср = 0 и определяют эффективное значение L, которое затем используют для вычис­ления т.

Зависимость напряжения холостого хода V_oc солнечного эле­мента от t может иметь три характерные области, соответствую­щие условиям высокого, промежуточного и низкого уровней ин­жекции. Уравнения, описывающие затухание V_oc в этих трех об­ластях, имеют вид [71, 72]

2 kT dV_0C

X —

q dt

для высокого уровня инжекции,

для промежуточного уровня инжекции и для низкого уровня инжекции. Здесь т — время жизни неоснов­ных носителей, t — продолжительность процесса. Величина V(0) равна Voc в момент прекращения оптического возбуждения. Дан­ный анализ основан на предположении, что вклад сильно леги­рованного слоя в Voc пренебрежимо мал. Затухание V_oc можно также наблюдать при резком прерывании прямого тока, прохо­дящего через солнечный элемент [71].

Все три указанных выше метода измерения диффузионной длины и времени жизни неосновных носителей применимы, если значения диффузионной длины составляют не менее 10 мкм, а значения времени жизни — не менее 0,1 мкс. Однако в поликристаллических тонких пленках диффузионная длина неосновных носителей очень мала, и ее значения, как правило, не превышают 1 мкм. Поэтому обычными методами, которые были здесь рассмотрены, измерить диффузионную длину до­вольно трудно. Применение растрового электронного микро-

скопа с пучком электронов диаметром от 5 до 10 нм поз­воляет проводить измерения со значительно более высокой разрешающей способностью. Диффузионную длину можно теперь определить в условиях генерации неосновных носите­лей заряда электронами. На рис. 1.13, а показана схема экспериментальной установки для этого метода измерений, известного под названием «ме­тод наведения тока электрон­ным лучом». На боковой по­верхности солнечного элемен­та создают скол, позволяющий определить положение пере­хода, после чего элемент уста­навливают в растровом элек­тронном микроскопе таким об­разом, чтобы плоскость пере­хода была расположена па­раллельно направлению рас­пространения электронного луча. Сканирование осущест­вляется в направлении нор­мали к плоскости перехода. Если базовую область эле­мента считать полубесконеч- ной, то зависимость между то­ком I, наведенным электрон­ным лучом, и расстоянием х от оси пучка до плоскости пере­хода имеет вид [73]

/ = /о exp (—x!L_D).                                 (1.34)

Здесь 7₀ — значение / в плоскости перехода (*=0), a L_D — диф­фузионная длина неосновных носителей в той области элемента, на которую направлен электронный луч. Диффузионная длина выражается через тангенс угла наклона зависимости lg / от х. На рис. 1.13,6 приведена зависимость ///о от х. Оукс и др. [73] отмечают, что при использовании метбда наведения тока элек­тронным лучом точные измерения диффузионной длины могут быть проведены при LjD^>0,25/?Gt где Rg—длина пробега пер­вичных электронов в материале. При Ld<£.0,25Rg наведенный ток не зависит от L_D, но в то же время сильно зависит от энер-

гии электронов в пучке. Это означает, что при использовании электронов низких энергий (5. ..10 кэВ) точность измерений L_d повышается, поскольку эффективная глубина d генерации носителей (например, для Cu_xS) определяется соотношением

d = AE^lo⁶² = 0,bR_G,                           (1.35)

где £*о — энергия электронов в пучке, выраженная в киловоль­тах, а величина d представлена в микрометрах.

В методе возбуждения тока световым лучом — оптическом аналоге предыдущего метода — вместо электронного луча ис­пользуют лазерное излучение и диффузионную длину неоснов­ных носителей находят из зависимости In I_sc (he— ток корот­кого замыкания) от х таким же способом, как и раньше [71]. Однако предел разрешения, обеспечиваемый методом возбуж­дения тока световым лучом, ограничен размером светового пятна (^1 мкм). Кроме того, при измерениях этим методом влияние поверхностной рекомбинации на получаемые резуль­таты становится более существенным. При учете поверхност­ной рекомбинации в случае возбуждения тока световым лучом эффективную диффузионную длину L_eff можно рассчитать •е помощью соотношения [71]

Leif ²_ 1— ехр( —Z)                   R W [ W cth (W/2) — Zcth (Z/2)] )

*L_d              1 + /?cth (W/2) і ⁺                        W² — Z²               Г

(1.36)

Здесь W = t/L_D, Z = ta, R = Sr/L_Di t — толщина солнечного эле­мента от освещаемой до тыльной поверхности, а — коэффици­ент поглощения света, соответствующий длине волны лазер­ного излучения, S — скорость поверхностной рекомбинации.

При использовании метода наведения тока электронным лучом измерения могут быть также выполнены способом, обес­печивающим относительно меньшую точность в определении L_D [73, 74]. В этом случае образец, к примеру солнечный эле­мент на основе Cu_xS—CdS, устанавливают в таком положении, при котором электронный луч направлен перпендикулярно поверхности Cu_xS, а объем, в котором генерируются носители, перемещается, пересекая плоскость перехода, вследствие изме­нения Ео и соответственно эффективной глубины генерации d. Для того чтобы исключить эффекты, связанные с различием электронных токов и с увеличением скорости генерации неос­новных носителей при повышении ускоряющего напряжения, измеренный ток / нормируют на 1_вЕо (где 1_В— электронный ток в пучке). При достаточно малых величинах Ео, когда гене­рация носителей происходит преимущественно в Cu_xS, зависи­мость \п(1/1_вЕо) от эффективной глубины генерации позволяет определить значение L_B. Шоком [74] были построены зависимо­сти нормированного тока от пробега первичных электронов в Cu_xS и путем сравнения полученных результатов с теорети­ческими зависимостями найдены значения L_D и 5, как это пока­зано на рис. 1.14.