Модель межзеренной границы в р-n-структурах на основе поликристаллических полупроводников

В работе экспериментально исследованы влияния межзеренных границ (МЗГ) на дрейф носителей заряда в объеме поликристаллического кремния (ПК) и р-n-структур на их основе. Предложена модель р-n-перехода в области МЗГ ПК р-n-структур. Предложенные метод и модель р-n-перехода в МЗГ. Полученные результ...

Ausführliche Beschreibung

Gespeichert in:

Bibliographische Detailangaben
Datum:	2010
1. Verfasser:	Олимов, Л.О.
Format:	Artikel
Sprache:	Russian
Veröffentlicht:	Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України 2010
Schriftenreihe:	Физическая инженерия поверхности
Online Zugang:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/98868
Tags:	Tag hinzufügen Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Zitieren:	Модель межзеренной границы в р-n-структурах на основе поликристаллических полупроводников / Л.О. Олимов // Физическая инженерия поверхности. — 2010. — Т. 8, № 2. — С. 173–179. — Бібліогр.: 13 назв. — рос.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-98868
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-988682016-04-19T03:02:27Z Модель межзеренной границы в р-n-структурах на основе поликристаллических полупроводников Олимов, Л.О. В работе экспериментально исследованы влияния межзеренных границ (МЗГ) на дрейф носителей заряда в объеме поликристаллического кремния (ПК) и р-n-структур на их основе. Предложена модель р-n-перехода в области МЗГ ПК р-n-структур. Предложенные метод и модель р-n-перехода в МЗГ. Полученные результаты представляют существенный интерес при исследованиях поликристаллических полупроводниковых р-n-структур. У роботі експериментально досліджені впливи міжзернових границь (МЗГ) на дрейф носіїв заряду в об’ємі полікристалічного кремнію (ПК) і р-n-структур на їхній основі. Запропоновано модель р-n-переходу в області МЗГ ПК р-n-структур. Запропоновані метод і модель р-n-переходу в МЗГ. Отримані результати становлять істотний інтерес при дослідженнях полікристалічних напівпровідникових р-n-структур. We experimentally investigated the influence of inter-grain boundaries on the drift of charge carriers in the volume of polycrystalline silicon (PC) and p-n-structures based on them. A model of p-njunction in IGBs PC p-n-structures. The proposed method and model p-n-junction in the intergrain boundaries, and the results represent a significant interest in studies of polycrystalline semiconductor p-n-structures. 2010 Article Модель межзеренной границы в р-n-структурах на основе поликристаллических полупроводников / Л.О. Олимов // Физическая инженерия поверхности. — 2010. — Т. 8, № 2. — С. 173–179. — Бібліогр.: 13 назв. — рос. 1999-8074 PACS: 61.82.Fk, 61.72.Mm, 79.40.+z, 61.82.Rx, 73.22.-f, 73.61.-r, 73.90.+f, 73.43.Jn, 73.50.Lw, 72.40.+w, 73.50.Pz http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/98868 666.3.017 ru Физическая инженерия поверхности Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
description	В работе экспериментально исследованы влияния межзеренных границ (МЗГ) на дрейф носителей заряда в объеме поликристаллического кремния (ПК) и р-n-структур на их основе. Предложена модель р-n-перехода в области МЗГ ПК р-n-структур. Предложенные метод и модель р-n-перехода в МЗГ. Полученные результаты представляют существенный интерес при исследованиях поликристаллических полупроводниковых р-n-структур.
format	Article
author	Олимов, Л.О.
spellingShingle	Олимов, Л.О. Модель межзеренной границы в р-n-структурах на основе поликристаллических полупроводников Физическая инженерия поверхности
author_facet	Олимов, Л.О.
author_sort	Олимов, Л.О.
title	Модель межзеренной границы в р-n-структурах на основе поликристаллических полупроводников
title_short	Модель межзеренной границы в р-n-структурах на основе поликристаллических полупроводников
title_full	Модель межзеренной границы в р-n-структурах на основе поликристаллических полупроводников
title_fullStr	Модель межзеренной границы в р-n-структурах на основе поликристаллических полупроводников
title_full_unstemmed	Модель межзеренной границы в р-n-структурах на основе поликристаллических полупроводников
title_sort	модель межзеренной границы в р-n-структурах на основе поликристаллических полупроводников
publisher	Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України
publishDate	2010
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/98868
citation_txt	Модель межзеренной границы в р-n-структурах на основе поликристаллических полупроводников / Л.О. Олимов // Физическая инженерия поверхности. — 2010. — Т. 8, № 2. — С. 173–179. — Бібліогр.: 13 назв. — рос.
series	Физическая инженерия поверхности
work_keys_str_mv	AT olimovlo modelʹmežzerennojgranicyvrnstrukturahnaosnovepolikristalličeskihpoluprovodnikov
first_indexed	2025-07-07T07:11:01Z
last_indexed	2025-07-07T07:11:01Z
_version_	1836971209656369152
fulltext	173 Межзеренные границы (МЗГ) в структурах для солнечных элементов (СЭ), изготовлен- ных из поликристаллического кремния (ПК), является центрами скопления дефектов. Ле- гирующие или остаточные примеси исход- ного сырья, создают локализованные заря- довые состояния (рекомбинационные цент- ры), что уменьшает К.П.Д. при преобразо- вании солнечной энергии, [1 – 7]. Вариации температуры при технологических обработ- ках и эксплуатации готовых полупроводни- ковых приборов и СЭ могут привести к существенному изменению уровня заполне- ния зарядовых состояний на МЗГ, а также к изменению электрофизических и фотоэлект- рических свойств этих приборов. Количест- венная оценка вклада влияния МЗГ на потери носителей заряда (НЗ) остается нерешенной задачей. В связи с этим представляет интерес к исследованию процессов протекающих в области МЗГ. Существует ряд методов для определения электронных свойств, а также модели для объяснения переноса заряда в МЗГ, из кото- рых модель термоэлектронной эмиссии [1] является наиболее привлекательной. Модель позволяет получить информацию в широком интервале энергий, особенно, если исполь- зуются образцы р- и n-типов (рис. 2) [1]. Эф- фективность модели базируется на объясне- ниях характеристик переноса НЗ либо через МЗГ в пленках с зернами малого размера, ли- бо через единичную границу в бикристалле. ACS: 61.82.Fk, 61.72.Mm, 79.40.+z, 61.82.Rx, 73.22.-f, 73.61.-r, 73.90.+f, 73.43.Jn, 73.50.Lw, 72.40.+w, 73.50.Pz УДК 666.3.017 МОДЕЛЬ МЕЖЗЕРЕННОЙ ГРАНИЦЫ В р-n-СТРУКТУРАХ НА ОСНОВЕ ПОЛИКРИСТАЛЛИЧЕСКИХ ПОЛУПРОВОДНИКОВ Л.О. Олимов Андижанский государственный университет им. З.М. Бабура Узбекистан Поступила в редакцию 30.04.2010 В работе экспериментально исследованы влияния межзеренных границ (МЗГ) на дрейф носителей заряда в объеме поликристаллического кремния (ПК) и р-n-структур на их основе. Предложена модель р-n-перехода в области МЗГ ПК р-n-структур. Предложенные метод и модель р-n-перехода в МЗГ. Полученные результаты представляют существенный интерес при исследованиях поликристаллических полупроводниковых р-n-структур. Ключевые слова: межзеренные границы, микроструктура, термоэлектронная эмиссия, высота потенциального барьера, захват и эмиссия носителя заряда, рекомбинационные уровни, модель р-n-перехода, р-n-структура. У роботі експериментально досліджені впливи міжзернових границь (МЗГ) на дрейф носіїв заряду в об’ємі полікристалічного кремнію (ПК) і р-n-структур на їхній основі. Запропоновано модель р-n-переходу в області МЗГ ПК р-n-структур. Запропоновані метод і модель р-n-переходу в МЗГ. Отримані результати становлять істотний інтерес при дослідженнях полікристалічних напівпровідникових р-n-структур. Ключові слова: міжзернові границі, мікроструктура, термоелектронна емісія, висота потенційного бар’єра, захоплення та емісія носія заряду, рекомбінаційні рівні, модель р-n- переходу, р-n-структура. We experimentally investigated the influence of inter-grain boundaries on the drift of charge carriers in the volume of polycrystalline silicon (PC) and p-n-structures based on them. A model of p-n- junction in IGBs PC p-n-structures. The proposed method and model p-n-junction in the intergrain boundaries, and the results represent a significant interest in studies of polycrystalline semiconductor p-n-structures. Keywords: grain boundaries, microstructure, thermionic emission, the potential barrier height, the capture and emission of charge carriers, recombination rates, the model p-n-junction, p-n-structure.  Л.О. Олимов, 2010 174 Принципиальная новизна нашего подхода заключается в применении и объяснении, в рамках модели термоэлектронной эмиссии [1], переноса НЗ в МЗГ (рис. 1, 2), выборе в качестве объекта исследования пластин ПК (рис. 1а) и структур с p-n-переходом (рис. 1б), выполненным на этих пластинах при повы- шенных температурах. Пластины изготовлены из литого ПК р-ти- па проводимости, с удельным сопротивле- нием ρ ∼ 1 Ом⋅см и размерами зерен ∼ 100 ÷ 300 мкм [8]. Образцы представлены собой по- лированные пластины толщиной ∼ 300 мкм и размером 1×1 см2 (см. рис. 1а). На аналогич- ном материале изготавливали также р-n-стру- ктуры, т.е. р-n-переход создавали диффузией фосфора при Т ∼ 1100 °С с глубиной залега- ния ∼ 1 – 2 мкм (см. рис. 1б). Для измерения удельного сопротивления (ρ) вели с исполь- зованием модернизированного четырехзон- дового и Ван-дер-Пау методов. Измерения проводились в полуавтоматическом режиме непосредственно на нагреваемых образцах, как при подъеме температуры от 20 до 300°С, так и на этапе ее снижения. На рис. 1а зерна ПК схематично изобра- жены прямоугольниками (область Р), разде- ленными границами зерен (область 4). Здесь точки являются рекомбинационными центра- ми, образующими дополнительные барьеры непосредственно на МЗГ, что связанно, как показано на рис. 2а, б, с сегрегацией приме- сей [1 – 5, 8 – 11], при формировании ПК. Известно, что по модели термоэлектрон- ной эмиссии зонная диаграмма заряженной МЗГ можно представить в виде как показано рис. 2, соответственно а) – для р-типа, б) – для n-типа проводимости (см. работа [1]). Как показано на рис. 1, 2, эта модель предска- зывает существование суммарного тока Jth ос- новных носителей, текущего слева направо [1]: Jth = AT2exp(–β(ζ + ϕ))(1 – exp(–βU)). (1) Здесь, β = e/kT – обратная термическая разность потенциалов, e – заряд электрона, k – постоянная Больцмана, Т – температура, A – эффективная постоянная Ричардсона, U – приложенное напряжение. Смещенный в прямом направлении (левый) барьер обоз- начен через eϕ, а eζ – зависящий от концент- рации легирования уровень Ферми в кристал- лических зернах. Как показано на рис. 1а и 2а, дырки захва- тываются состояниями на поверхности раз- дела, лежащими выше уровня Ферми Ер, т.е. а) б) Рис. 1. Упрощенная схема части образцов: а) – для ПК р-типа и б) – для ПК n+-р-структуры. 1 – зерна ПК р-типа; 2 – n+ диффузионный слой (фосфор); 3 – диф- фузия фосфора по границам зерен; 4 – области границ зерен, точки обозначают рекомбинационные центры в двух контактирующих зерен; 5 – омические сеточ- ный, Мd, фронтальный и сплошной, МS, тыльный кон- такты. а) б) Рис. 2. Зонная диаграмма заряженной МЗГ в ПК: а) – для ПК р-типа и б) – для ПК n-типа. МОДЕЛЬ МЕЖЗЕРЕННОЙ ГРАНИЦЫ В р-n-СТРУКТУРАХ НА ОСНОВЕ ПОЛИКРИСТАЛЛИЧЕСКИХ ПОЛУПРОВОДНИКОВ ФІП ФИП PSE, 2010, т. 8, № 2, vol. 8, No. 2 175 в области МЗГ. Соответствующий положите- льный заряд компенсируется отрицательно зараженными акцепторами в области про- странственного заряда. Термоэлектронная эмиссия создаёт ток Jth, текущий слева на- право. Кроме тока Jth на МЗГ, есть ещe и вто- рой ток Jss, показанный на рис. 1 и 2а. Этот ток Jss равен разности между интенсивнос- тями захвата и эмиссии дырок. Ток Jss тождественно равен производной по времени от связанного на поверхности раз- дела заряда; он вызывается изменением вы- соты барьера δϕ. На МЗГ в соответствии с процессами захвата и эмиссии дырок на по- верхности раздела должна меняться ширина области пространственного заряда, чтобы сохранить полную электронейтральность [1]. А это в свою очередь влияет на всю зонную диаграмму (на рис. 2) на изменение высоты барьера δϕ. Между токами Jss и изменением высоты барьера δϕ имеется обратная связь. Колебательные свойства этой обратной связи полностью определяются характеристиками ловушек, а сама связь возникает из-за изме- нения температуры. Для описания переноса НЗ между двух контактирующих зерен, показанной на рис. 1 и 2, необходимо определить высоту потен- циального барьера в областях МЗГ. Для опре- деления высоты потенциального барьера по экспериментальным данным температурной зависимости удельного сопротивления иссле- дуемых образцов использовали уравнение (2) [1]: ln eaA T k kT e ∗ ρ     ϕ ≈ , (2) где а – размер зерна. На рис. 3 приведена рассчитанная зави- симость высоты потенциального барьера от температуры, как видно, наблюдается экспо- ненциальный рост высоты потенциального барьера, от 0,3 эВ до 0,8 эВ в интервале тем- ператур 20 ÷ 300 °С. Также определен обрат- ный ход кривых зависимости высоты потен- циального барьера от температуры, при еe росте и уменьшении. Наблюдаемые изменения высоты потен- циального барьера в зависимости от темпера- туры можно объяснить в рамках модифици- рованной модели Сетто [9]. Высота потен- циального барьера определяется выраже- нием: 2 0(8 )B i GQ eNϕ = εε , (3) где Qi – пограничный производный заряд в МЗГ. Из (3) видно, что увеличение захваченного заряда Qi на локализованных ловушках в об- ластях МЗГ (рис. 1 и 2) приводит к увеличе- нию высоты потенциального барьера, т.е. на- блюдается рост количества захватов НЗ по сравнению с их эмиссией при повышенных температурах. Наоборот, с уменьшением тем- пературы увеличивается количество эмиссии НЗ, чем их захватов. Этот процесс свидете- льствует об обратной связи между токами Jss (рис. 1 и 2) и изменением высоты барьера δϕ. Но ещe более важным для МЗГ является следующий факт: в обратную связь включен не только ток Jss, но и Jth ток, возникающий в результате термоэлектронной эмиссии через барьер. Ток Jth весьма чувствителен к любым изменениям высоты барьера. Если изменить температуру, то возникнут захват и эмиссия НЗ, и изменение высоты барьера. Это приво- дит к изменению суммарного тока Jth (рис. 1 и 2). Тогда, полный ток можно представить в следующем виде: Jtot = Jth + Jss. (4) Из (4) видно, что полный ток связан с раз- ностью захвата и эмиссии НЗ на поверхности МЗГ. Когда количество захватов НЗ больше, чем эмиссия, заряд двигается по уровням ло- Рис. 3. Зависимости высоты потенциального барьера на МЗГ ПК получены разными способами от темпе- ратуры. Л.О. ОЛИМОВ ФІП ФИП PSE, 2010, т. 8, № 2, vol. 8, No. 2 176 вушек вдоль границы двух контактирующих зерен и идет рост полной проводимости ло- вушек, а также увеличивается высота барьера. Условно обозначим это направление тока Jss знаком “минус”. Если эмиссия превалирует над захватом, то заряд движется в противо- положном направлении и а направление тока Jss условно можно обозначить знаком “плюс”. В первом случае Jth уменьшается, что приво- дит к уменьшению проводимости, во втором случае Jth ток и проводимость увеличиваются, это было экспериментально показано [4 – 7]. При увеличении температуры НЗ в припо- верхностной области МЗГ интенсивно осво- бождаются из ловушек, и те из них, которые приобрели достаточно большую кинетичес- кую энергию, участвуют в электропроводно- сти, т.е. дают дополнительный вклад в общую электропроводность [4 – 7]. Часть НЗ с не- достаточной кинетической энергией могут поглощаться в приповерхностной области МЗГ и тем самым, выйти из потока НЗ, что приводит к уменьшению средней концентра- ции носителей заряда в области МЗГ. Ана- логичный механизм свойственен и для МЗГ n-типа (рис. 2б). С использованием показанного механизма возникновения тока Jss, появляется возмож- ность рассмотреть процессы захвата и эмис- сии НЗ в области МЗГ при нагреве или осве- щении р-n-структур. На рис. 1б схематично изображены струк- туры образов. В верхней части рис. 1б пока- зан р-n-переход на фронтальной стороне ПК структуры, и отражен факт ускоренного диф- фузионного проникновения n (фосфор) при- меси по границам зерен (область 3). Из рис. 1б видно, что площадь р-n-перехо- да можно разделить на две части первая часть создана на поверхности зерна (область зерна) и вторая в области МЗГ. На основании зон- ной диаграммы заряженной МЗГ в ПК р- и n-типа, приведенной на рис. 1 и 2 можно представить модель зонной диаграммы р-n- перехода в области МЗГ, в виде изображен- ного на рис. 4. На рис. 4, кроме уровня Ферми Ер пока- заны также уровни Еi в р- и n-областях. Как выше сказано, эти уровни являются рекомби- национными центрами, образующими допол- нительные барьеры непосредственно на МЗГ, что связанно, как показано на рис. 1а, б, с се- грегацией примесей [1 – 5, 8 – 11] при фор- мировании ПК. Переходами заряда из Ev зоны на Ec зону проявляется токи Jtоt(р) и Jtоt(n) соответственно в р- и n-областях (рис. 4). Следует отметить удивительное явление, что захват и эмиссия НЗ происходят не только с акцепторными и донорными уровнями Еi(p) и Еi(n) , кроме того проявляется захват и эмиссия НЗ между уров- нями, т.е. сдвигается в сторону области р-n- перехода или наоборот. Кроме того, могут быть образования или разделения электрон- но-дырочных (eh) пар в этих уровнях. При таких условиях проявляются токи Jss(p) и Jss(n), соответственно, в р- и n-областях, как выше представлены, на рис. 2а, б, как возникнове- ние тока Jss, т.е. увеличения температуры при- водит к увеличению токов Jss(p) и Jss(n). А также, на рис. 4 показаны энергии рекомбинацион- ных центров Egt в области p-n-перехода. При захвате и эмиссии НЗ с поверхности образу- ются токи Js(p) и Js(n), соответственно, в p- и n-областях, что приводит к изменению вы- соты барьера на р-n-переходе. Следует отме- тить, что захват и эмиссия НЗ происходят не только с поверхности р-n-перехода, кроме то- го этот процесс, т.е., захват и эмиссия НЗ про- исходят с акцепторными и донорными уров- нями Еi(p) и Еi(n) , соответственно, в р- и n-об- ластях (рис. 4). На наш взгляд, при таких ус- ловиях происходит скопление заряда в об- ласти р-n-перехода, т.е. дает дополнительно вклад в току Jss(p) и Jss(n). Тогда, полный ток можно представить в следующем виде: J = Jpn + Jtot(pn) + Jss(pn) + Js(pn). (5) Рис. 4. Зонная модель р-n+-перехода. Р и n+ обозначает соответсвенно области р и n+-типа. МОДЕЛЬ МЕЖЗЕРЕННОЙ ГРАНИЦЫ В р-n-СТРУКТУРАХ НА ОСНОВЕ ПОЛИКРИСТАЛЛИЧЕСКИХ ПОЛУПРОВОДНИКОВ ФІП ФИП PSE, 2010, т. 8, № 2, vol. 8, No. 2 177 Из (5) видно, что полный ток связан в основном с проявляющими токами Jss(pn) и Js(pn) между захватом и эмиссией НЗ в реком- бинационном центре, т.е. с примесными состояниями образованных легирующих и остаточных примесей из исходного сырья. Если, эти токи меньше чем с Jpn, полный ток определяется с значениями Jpn, а если, на- оборот полный ток определяется с проявля- ющими токами связанными с примесными состояниями. В этом процессе происходят туннельирование, и это может быть приводит к проявлению примесного тепловольтаичес- кого эффекта. Температурные зависимости темнового и фототока на р-n-структурах снимали по мо- дернизированной нами методике ТИСЛ [12]. На этом установке, обеспечивающей возмож- ность прецизионного сканирования свето- вого луча с заданной длиной волны, диамет- ром ∼ 100 мкм по поверхности образца, а так- же прецизионного изменения его темпера- туры. Применение тонкого светового луча (зонда) позволяло локально освещать отде- льные микрообласти на поверхности ПК р- n-структур, в том числе, отдельные крупные зерна, группу мелких зерен, разделенных МЗГ, или преимущественно область меж- зеренных границ. На рис. 5 приведены экспериментально по- лученные результаты кривые, иллюстрирую- щие изменение темнового тока у нагреваемых (–∆–) и охлаждаемых (–◊–) ПК р-n-структур. Видно, что при нагреве образца, примерно начиная с температуры ∼ 50 °С, ток монотонно растет примерно до ∼ 100 °С, а затем при той же полярности наблюдается резкий рост тока, который достигает величин, в десятки раз превышающих его значение при ∼ 20 °С. При остывании образцов изменение тока принципиально отличается от такового в про- цессе роста температуры, а именно, наличием малого пика при ∼ 105 °С и двух больших пиков при ∼ 70 °С и ∼ 50 °С с провалом при ∼ 60 °С. По достижении ∼ 20 °С, а затем при новом подъеме температуры рост тока идет по той же кривой, равно как и изменение тока при новом остывании образца повторяет таковое в предыдущем цикле охлаждения. На рис. 6 сопоставлены температурные зависимости фототока, снятые при локальной засветке монохроматическим излучением с λ = 0,88 мкм упомянутых микрообластей поверхности ПК р-n-структур в сопоставле- нии с результатами такой же локальной за- светки поверхности монокристаллических кремниевых (МК) СЭ, имеющего при 20 °С и Р0 = 850 Вт/м2 КПД ∼ 12%. Видно, что во всем исследованном темпе- ратурном диапазоне фототок у МК СЭ (×) сла- бо монотонно растет, тогда как аналогичные зависимости, снятые при локальной засветке разных микрообластей ПК р-n-структур су- щественно отличаются как от МК СЭ, так и друг от друга. Так, кривая, относящаяся к за- светке собственно поверхности отдельных Рис. 5. Изменение темнового тока ПК n-р-структуры в зависимости от температуры. Рис. 6. Температурные зависимости тока ПК р-n- структур при локальной засветке: (–×–) – участка по- верхности МК СЭ; (–∆–) – группы мелких зерен и, соответственно, их МЗГ; (–o–) – участка поверхности крупного зерна; (–◊–) – преимущественно МЗГ, на- пример, мест стыка 2-x – 3-x крупных зерен. Л.О. ОЛИМОВ ФІП ФИП PSE, 2010, т. 8, № 2, vol. 8, No. 2 178 крупных зерен ПК р-n-структуры (o) только до ∼ 100 °С повторяет ход кривой, снятой на МК СЭ, а потом в диапазоне ∼ 110 ÷ 160 °С имеет область с обратным направлением то- ка, затем ток вновь меняет направление и резко растет, достигая при Т ∼ 180 °С значе- ний, примерно в 10 раз превышающих свою величину при 20 °С и, соответственно, в ∼ 5 раз величину тока, наблюдаемого у МК СЭ при 20 °С. Засветка микрообласти, содержа- щей и группу мелких зерен и их МЗГ (∆), со- провождается увеличением тока в ∼ 2 раза в диапазоне температур 80 ÷ 100 °С по срав- нению с его значением при 20 °С, а затем име- ет место плато от ∼ 100 до 140 °С, перехо- дящее в резкий подъем тока, достигающего при 160 °С величины, превышающей его зна- чение при 20 °С почти на порядок. Наиболее интересные особенности имеет температурная зависимость тока, снятая при локальной засветке микрообластей, относя- щихся преимущественно к МЗГ (◊), напри- мер, мест стыка 2-х − 3-х крупных зерен. До температур ∼ 100 °С наблюдается медленный рост тока, затем резкий пик при ∼ 105 °С, в максимуме которого величина тока в ∼ 20 раз выше, чем при 20 °С, затем резкое падение тока с переменой его направления, причем значение тока в провале по абсолютной вели- чине в ≥3 раза превышает таковой при 20 °С. Дальнейшее повышение температуры сопро- вождается возвратом к прежнему направле- нию тока и примерно к его значению при 100 °С, затем величина тока плавно падает до температуры 150 °С и вновь резко растет втрое превышая, например, при 170 °С, свое значение при комнатной температуре. Из рис. 5 и 6, а также из соотношения (5) следует, что характеристики р-n-перехода в ПК будут зависеть и от захвата и эмиссии НЗ в межзеренном слое при изменении темпера- туры. Таким образом работа р-n-перехода в области МЗГ при нагреве или освещении свя- зана с образованием и разделением электрон- но-дырочных (eh) пар с участием примесей. Рассмотрим следующие варианты работы такого р-n-перехода: 1. Если в межзеренном слое, захват пре- валирует над эмиссией НЗ, то токи Jss(pn), Js(pn) принимая знак минус (–), ток Jtot(pn) тоже при- нимает знак (–). В этом случае суммарный ток р-n-перехода не только стремится к нулю и оно увеличивается с противоположными знаками, как показано на рис. 5. 2. Если, вероятности процессов захвата и эмиссии НЗ равны, то токи Jss(pn), Js(pn) и Jtot(pn) стремятся к нулю. В этом случае общий ток р-n-перехода, определяется суммой фототока и темнового тока, как показано на рис. 6 кри- вая (–×–). 3. В случае, когда захват меньше, чем эмис- сия НЗ, токи Jss(pn), Js(pn) принимают знак плюс (+), т.е. текут в направлении противополож- ном первому варианту, и складываются, как показано на рис. 6 кривые (–∆–), (–o–), (–◊–). При нагреве или освещении в области р- n-перехода образуются электронно-дырочные пары. Захват НЗ в области р-n-перехода при- водит к увеличению акцепторных и донор- ных состояний в р-n-переходе, соответству- ющих уровням Egt и Ei в р- и n-областях (рис. 4). Кроме того, происходит эмиссия НЗ из этих уровней, т.е. теплогенерация элект- ронно-дырочных пар. Не обходимо указать выявленную нами закономерность, которая связана с туннелированием НЗ в области р- n-перехода и образованием теплогенериро- ванных электронно-дырочных пар на уров- нях Egt и Ei в р- и n-областях. По нашему мне- нию, формирование токов может происхо- дить по двум схемам (рис. 7): • а) – при эмиссии электронов из уровней Egt находящихся в р-области, если они на- правляются в сторону n-области, освобож- денные уровни Egt заполняются электро- нами, высвобожденными, в свою очередь, из уровней Ei. Аналогично, при уходе ды- рок из уровней Egt в n-области, если они направляются в сторону р-области, уров- ни Egt заполняются дырками, высвобож- денными из уровней Ei, что приводит к увеличению прямого тока р-n-перехода (со знаком “плюс”); • б) – при эмиссии электронов из уровней Ei, если они направляются в объем p-об- ласти, а дырки направляются в объем n-области, уровни Ei заполняются НЗ из уровней Ei, что приводит к увеличению тока р-n-перехода, в противоположном направлении, как показано на рис. 5. МОДЕЛЬ МЕЖЗЕРЕННОЙ ГРАНИЦЫ В р-n-СТРУКТУРАХ НА ОСНОВЕ ПОЛИКРИСТАЛЛИЧЕСКИХ ПОЛУПРОВОДНИКОВ ФІП ФИП PSE, 2010, т. 8, № 2, vol. 8, No. 2 179 Предложенные метод и модель представляют интерес для использования при исследованиях ПК структур, например, при внешних воздействиях на них и позволяют объяснить, почему в определенных температурных диапазонах дополнительный нагрев или подсветка нагретой ПК структуры могут кардинально изменять картину протекания тока, то есть являться спусковым механизмом разряда для аккумулированного на МЗГ заряда, обусловленного примесным тепловольтаическим или примесным тепло- фотовольтаическим эффектами [7,13]. ЛИТЕРАТУРА 1. Поликристаллические полупроводники. Фи- зические свойства и применения/Пер. с англ. Под. ред. Харбек Г. – М.: Мир, 1989. – 344 с. 2. Фаренбрух А., Бьюб Р. Солнечные элементы. – М.: Энергоатомиздат, 1987. – 278 с. а) б) Рис. 7. Схема ход электронов р-n-перехода: а) – пря- мое направление и б) – обратное направление элект- ронов. 3. Тонкие поликристаллические и аморфные пленки.: Физика и применения/Пер. с англ. Под ред. Л. Казмерски. – М.: Мир, 1983. – 304 с. 4. Олимов Л.О. Влияние межзеренных границ на перенос носителей заряда в поликристал- лическом кремнии//Узбекский Физический Журнал. – 2005. – № 3. – С. 231-233. 5. Олимов Л.О. Исследование структуры и элек- трофизических свойств межзеренных гра- ниц поликристаллического кремния//Узбекс- кий Физический Журнал.– 2007. – № 5-6.– С.361-364. 6. Zaynabidinov S., Aliev R., Olimov L.O.//Ukr. J. Phys. – 2006. – Vol. 51, No. 7. – Р. 699-702. 7. Abdurakhmanov B., Olimov L., Saidov M.// Appl. Solar Energy. – 2008. – Vol. 44, No. 1. – P. 46-52. 8. Абдурахманов Б., Ачилов Т., Кадыров А., и др.//Гелиотехника. – 1992. – T. 8, № 4. 9. Seto J.Y.W.//Journ. Appl. Phys. – 1975. – No. 46. – P. 5247. 10. Вавилов В.С., Киселев В.Ф., Мукашев Б.Н. Дефекты в кремнии и на его поверхности. Наука. – М.: Физматлит, 1990. – 260 с. 11. Зи С. Физика полупроводниковых приборов. Т. 1/Пер. с англ. – М.: Мир, – 1984. –26 с. 12. Абдурахманов Б.М., Алиев Р., Чирва В.П., Саидов М.С., Олимов Л.О. Исследование поликристаллических структур кремния для солнечных элементов методом тока, индуци- рованного световым лучом//Гелиотехника. – 1996. – № 6. – С. 42-46. 13. Абдурахманов Б., Олимов Л., Саидов М. Примесный тепловольтаический эффект гра- ниц зерен поликристаллического кремние- вого солнечного элемента//Гелиотехника. – 2007. – № 4. – С. 8-13. Л.О. ОЛИМОВ ФІП ФИП PSE, 2010, т. 8, № 2, vol. 8, No. 2

Модель межзеренной границы в р-n-структурах на основе поликристаллических полупроводников

Institution

Ähnliche Einträge