Please download to get full document.

View again

of 16
All materials on our website are shared by users. If you have any questions about copyright issues, please report us to resolve them. We are always happy to assist you.

ИЗУЧЕНИЕ ВЕНТИЛЬНОГО ФОТОЭЛЕМЕНТА

Category:

Novels

Publish on:

Views: 0 | Pages: 16

Extension: PDF | Download: 0

Share
Related documents
Description
Кафедра физики ОП ТИК А Лабораторная работа 14 ИЗУЧЕНИЕ ВЕНТИЛЬНОГО ФОТОЭЛЕМЕНТА Методические указания к лабораторной работе в практикуме по физике для студентов всех направлений и видов обучения Санкт-Петербург
Transcript
Кафедра физики ОП ТИК А Лабораторная работа 14 ИЗУЧЕНИЕ ВЕНТИЛЬНОГО ФОТОЭЛЕМЕНТА Методические указания к лабораторной работе в практикуме по физике для студентов всех направлений и видов обучения Санкт-Петербург 2012 Рассмотрены и рекомендованы к изданию учебно-методической комиссией факультета химической технологии и биотехнологии Санкт-Петербургского государственного лесотехнического университета 25 января 2012 г. С о с т а в и т е л и : кандидат физико-математических наук, доцент Л. П. Казакова, ведущий инженер М. С. Качарова О т в. р е д а к т о р доктор физико-математических наук, профессор С. М. Герасюта Р е ц е н з е н т кафедра физики СПбГЛТУ Изучение вентильного фотоэлемента: методические указания к лабораторной работе / сост.: Л. П. Казакова, М. С. Качарова. СПб.: СПбГЛТУ, с. Методические указания к лабораторной работе по разделу «Оптика» предназначены для студентов всех направлений и видов обучения. 2 Темплан 2012 г. Изд. 187. В В Е Д Е Н И Е Для изготовления вентильного фотоэлемента используются полупроводники. К полупроводникам относится очень широкий класс веществ. Удельное сопротивление полупроводников может иметь весьма различные значения от Ом см, обычного для металлов, до Ом см, типичного для изоляторов. Полупроводниковые материалы обладают замечательными особенностями. Их свойствами можно управлять в широких пределах при введении в них примесей или воздействуя на них электрическим и магнитными полями, светом и другими факторами. Полупроводниковые приборы широко используются в радиоэлектронике, автоматике и вычислительной технике, в квантовой электронике. Солнечные батареи снабжают электроэнергией приборы на космических аппаратах, термоэлектрогенераторы заменяют батареи питания, широко применяются полупроводниковые выпрямители и оптические квантовые генераторы (лазеры). Полупроводники это твердые тела, состоящие, как и все тела, из атомов, между которыми действуют связи, определяющие сформированные кристаллографические структуры. При образовании твердого тела атомы сближаются на расстояния порядка м. На таких расстояниях электрон притягивается не только ядром «своего» атома, но и ядрами соседних атомов, что приводит к ослаблению связи этого электрона со своим ядром. Кроме того, возникают и квантово-механические эффекты. Основным из них является появление возможности перехода электрона от атома к атому без изменения энергии, т. е. электрон может перемещаться по горизонтальному энергетическому уровню (это туннельный эффект). Возникновение туннельного эффекта при сближении атомов приводит к расщеплению изолированных уровней энергий электронов атомов в полосы или зоны уровней. Каждая такая зона состоит из N уровней (N число атомов в кристалле), находящихся на небольшом энергетическом расстоянии друг от друга. Расстояние между уровнями энергий электронов в зоне очень мало и его можно оценить из таких соображений: экспериментальные значения ширины зоны разрешенных уровней порядка 1 эв; число уровней порядка числа Авогадро: см 3. Таким образом, с точки зрения зонной теории, дискретные изолированные уровни энергий электронов в атомах, при сближении атомов до обычных для твердых тел междуатомных расстояний, образуют зоны разрешенных энергетических состояний (разрешенные зоны), разделенные полосами или зонами, в которых лежат такие значения энергий (E), которые по законам квантовой механики не могут иметь электроны в твердом теле, т. е. запрещенными зонами (рис. 1). 3 4 Рис. 1. Энергетическая диаграмма собственного полупроводника (черные точки электроны, светлые точки дырки) Согласно принципу Паули, существующему в квантовой механике, на одном энергетическом уровне могут находиться только два электрона с противоположно направленными спинами. При этом ниже лежащие уровни всегда должны быть заполненными, чтобы кристалл имел минимальную полную энергию. Из разрешенных зон обычно рассматривают две зоны: самую верхнюю из зон, целиком заполненных электронами, называемую валентной или просто заполненной, и лежащую над ней зону проводимости или свободную зону. Энергетический промежуток E g, отделяющий эту зону от валентной, равен ширине запрещенной зоны (рис. 1). В полупроводниках при T = 0 K валентная зона полностью заполнена валентными электронами, участвующими в междуатомных связях, а состояния в зоне проводимости пусты. На рис. 1 E V максимальная энергия электронов в связанном состоянии, а E C минимальная энергия, которую может иметь свободный электрон. Переход электрона из валентной зоны в зону проводимости возможен при разрыве связи, на что необходимо затратить энергию E E g, которая может быть получена при нагреве, при действии достаточно сильного электрического поля или электромагнитного излучения. При T 0 K электроны, попавшие в свободную зону, где есть множество очень близких вакантных уровней (рис. 1), могут ускоряться электрическим полем и участвовать в переносе тока. Поэтому свободную зону называют зоной проводимости, а попавшие в нее электроны электронами проводимости. Уход электрона из валентной зоны сопровождается появлением в ней вакантного (свободного) места, получившего название дырки. Электроны валентной зоны под действием электрического поля способны также совершать внутризонные переходы. Такие переходы возможны, очевидно, только на те уровни, где образовались дырки. В результате этих переходов дырки начинают перемещаться в пределах валентной зоны вниз. В кристалле дырка перемещается под действием электрического поля в направлении, противоположном перемещению электрона, что равносильно перемещению положительного заряда. Это позволяет рассматривать дырки как квазичастицы (приставка «квази» означает «как бы»), несущие на себе положительный заряд. В идеально чистом (собственном) полупроводнике концентрации дырок и свободных электронов одинаковы (рис. 1). Проводимость в равной степени обуславливается обоими типами зарядов и носит название собственной. В обычных условиях собственная проводимость встречается очень редко. На практике для изготовления полупроводниковых приборов используются полупроводники, проводимость которых определяется наличием в них примеси. К примесям относятся атомы посторонних элементов; избыточные (по сравнению со стехиометрическим составом) атомы элементов, входящих в полупроводники; всевозможные дефекты кристаллической решетки: пустые узлы, атомы или ионы, внедренные в междуузлия решетки, трещины и т. п. Введение примеси сильно влияет на проводимость и другие свойства полупроводников. Примеси бывают двух родов: донорные и акцепторные. Атомы донорной примеси имеют валентность большую, чем атомы кристалла полупроводника. Введение донорной примеси приводит к появлению в запрещенной зоне локального энергетического уровня E D вблизи дна зоны проводимости (рис. 2). При T = 0 K на этом уровне находятся валентные электроны атомов примеси, которые служат дополнительным источником электронов в кристалле. Для перехода электронов с этого уровня в зону проводимости нужна энергия E D, много меньшая ширины запрещенной зоны (рис. 2). Поэтому концентрация электронов проводимости n э при T 0 K резко повышается и становится много больше концентрации дырок n д. Полупроводник, у которого основными носителями тока являются электроны (n э n д ), называется электронным или полупроводником n-типа (от слова negative отрицательный). 5 Рис. 2. Энергетическая диаграмма полупроводника n-типа с донорной примесью Примесь называется акцепторной, если она увеличивает концентрацию дырок в кристалле. В этом случае дырки становятся основными носителями тока (n д n э ), и полупроводник называют дырочным или полупроводником р-типа (от слова positive положительный). Атомы акцепторной примеси имеют валентность меньшую, чем основные атомы кристалла. Введение акцепторной примеси приводит к появлению в запрещенной зоне локального энергетического уровня E A вблизи потолка валентной зоны (рис. 3). Рис. 3. Энергетическая диаграмма полупроводника p-типа с акцепторной примесью 6 Состояния на этом уровне пусты при T = 0 K, поэтому при T 0 K в них легко (т. к. E А E g ) переходят электроны из валентной зоны, что приводит к резкому увеличению концентрации дырок в полупроводнике. В данной работе исследуется вентильный фотоэлемент. Действие вентильных фотоэлементов основано на свойствах контакта двух полупроводников с разными типами проводимости, называемого p-n-переходом. В момент контакта полупроводников р- и n-типа (рис. 4, а) по обе стороны границы раздела имеются области, в одной из которых находится много свободных электронов (n-область), в другой много свободных дырок (р-область). Рис. 4. Происхождение вентильной фото-эдс: а) контакт полупроводников n- и p-типа (формирование p-n-перехода); б) распределение концентраций электронов n p, n n и дырок p p, p n в приконтактных р- и n-областях (нижний индекс) соответственно; в) энергетическая диаграмма p-n-перехода (пунктиром показаны края энергетических зон в темноте) 7 При соприкосновении этих областей происходит процесс диффузии свободных носителей тока из одной области в другую, направленный на выравнивание концентраций дырок и электронов по обе стороны от границы. Таким образом, в месте контакта возникают встречные потоки диффундирующих дырок и электронов. Сталкиваясь в пограничной области, электрон и дырка взаимно уничтожают друг друга (рекомбинируют), и тонкий слой (порядка 10 5 см) в области контакта оказывается почти полностью лишенным свободных зарядов. Уход дырок из полупроводника р-типа приводит к возникновению в приконтактной области объемного отрицательного заряда, образованного нескомпенсированными зарядами отрицательных ионов акцепторной примеси. Соответственно, уход электронов из полупроводника n-типа приводит к тому, что оказываются нескомпенсироваными заряды ионов донорной примеси и в приконтактной области возникает объемный положительный заряд. Таким образом, возникает двойной электрический слой, который состоит из положительных ионов и дырок в n-области и отрицательных ионов и электронов в р-области (рис. 4, а). Этот слой называют запирающим, т. к. создаваемое им электрическое поле, направленное от n-области к р-области, препятствует дальнейшим переходам основных носителей электронов из полупроводника n-типа и дырок из полупроводника р-типа. В результате устанавливается равновесие, при котором поле объемного заряда уравновешивается определенным распределением концентраций электронов и дырок по обе стороны от границы. Это распределение симметрично при равенстве концентраций примесей в n- и р-областях (рис. 4, б). Наличие электрического поля в области p-n-перехода связано с контактной разностью потенциалов V k и приводит к искривлению энергетических уровней (рис. 4, в). Вследствие этого, как видно из рис. 4, в, для электронов, находящихся в полупроводнике n-типа, появляется энергетический (потенциальный) барьер ev k, препятствующий их переходу в полупроводник р-типа (e заряд электрона). Аналогичный барьер возникает для дырок в полупроводнике р-типа. В этих условиях диффузионный ток электронов и дырок компенсируется дрейфовым током, обусловленным движением неосновных носителей заряда: дырок из полупроводника n-типа и электронов из полупроводника р-типа по направлению электрического поля, возникшего в области p-n-перехода. Таким образом, в состоянии термодинамического равновесия (в темноте) суммарный ток через p-n-переход равен нулю. В результате теоретического рассмотрения p-n-перехода получены следующие соотношения для концентраций основных (p p, n n ) и неосновных носителей заряда (p n, n p ): p n ev k p e kt ; n n e kt ; (1) p p n ev k 8 где p p, p n и n p, n n концентрации дырок и электронов в р- и n-областях (нижний индекс) соответственно; k постоянная Больцмана; T абсолютная температура. Если к p-n-переходу приложить внешнее напряжение V, то он проявит свои выпрямляющие свойства. При подаче напряжения в пропускном направлении (минус к n-области) высота потенциального барьера снижается на величину ev по сравнению с равновесным состоянием. В этом случае большое число электронов переходит в р-область и большое число дырок в n-область, причем, в каждой из этих областей введенные носители заряда являются неосновными. В результате в приконтактной области концентрация электронов и дырок будет повышена на величину n = p по сравнению с равновесным состоянием, т. е. происходит инжекция неравновесных неосновных носителей заряда. Согласно теории p-n-перехода с увеличением напряжения V концентрация инжектируемых неосновных носителей заряда резко возрастает в соответствии со следующими формулами: ev ev p p ( e kt 1); n n ( e kt 1); (2) n что приводит к сильному росту тока через p-n-переход в пропускном направлении: p ev i i kt 1 s e, (3) где i s ток насыщения, обусловленный прохождением через переход неосновных носителей заряда, для которых нет барьера при приложении к p-nпереходу напряжения, обратного пропускному направлению, поэтому дырки из n-области будут затягиваться в р-область, а электроны из р- области в n-область. При обратном направлении внешнего поля (плюс к n-области) потенциальный барьер повышается на величину ev это запорное направление. При этом основные носители заряда уходят из приконтактной области, а ток через p-n-переход в запорном направлении обусловлен лишь незначительной концентрацией неосновных носителей заряда, поэтому ток очень мал и с увеличением обратного напряжения (V) вначале растет, а затем стремится к величине i s, называемой током насыщения. В области p-n-перехода может наблюдаться вентильный фотоэффект. Он заключается в возникновении под действием света электродвижущей силы (фото-эдс). Рассмотрим механизм ее возникновения. Пусть свет падает на p-n-переход со стороны n-области (рис. 4, в) и поглощается в ней. При этом наблюдается внутренний фотоэффект, 9 который состоит в вызванных излучением переходах электронов из валентной зоны в зону проводимости (если энергия фотонов больше или равна ширине запрещенной зоны: E ф = hν E g, где h постоянная Планка, ν частота излучения). В результате появляются дополнительные пары электрон дырка (фотоэлектрон и фотодырка) как в p-, так и n-областях, что проявляется в увеличении электропроводности вещества. Возникающая в полупроводнике световая добавка к электропроводности называется фотопроводимостью. Будем считать для начала, что фотоэлемент разомкнут. Фотоэлектроны и фотодырки будут диффундировать в глубь кристалла, и некоторая их доля, не успевшая рекомбинировать (на поверхности и в объеме), достигнет p-n-перехода, который разделяет потоки фотодырок и фотоэлектронов. Так для основных носителей (в n-области) электронов в p-n-переходе существует потенциальный барьер, и поэтому практически все они не пройдут в р-область. Напротив, для неосновных носителей дырок потенциального барьера нет и все достигшие p-n-перехода фотодырки будут затягиваться полем перехода в глубь кристалла, создавая ток i 1 (фототок). Величина i 1 определяется числом неравновесных дырок, созданных светом и дошедших до p-n-перехода. Если через I обозначим число квантов света, падающих каждую секунду на единицу поверхности, β квантовый выход их, т. е. количество пар носителей, возникающих на один падающий квант света, а через g долю непрорекомбинировавших пар носителей заряда, пришедших к p-n-переходу, то i 1 = egβis, (4) где S освещаемая площадь. Так как количество рождающихся в единицу времени носителей заряда пропорционально световому потоку I, то очевидно, что фототок возрастает с увеличением освещенности ε. Вследствие появления фототока р-область будет заряжаться положительно, а n-область отрицательно, и между электродами элемента появится разность потенциалов. Таким образом, разделение зарядов приводит к появлению дополнительной составляющей электрического поля, и, следовательно, к возникновению на p-n-переходе разности потенциалов, представляющей собой для внешней цепи фото-эдс (V 0 ). Вместе с тем происходит изменение и потенциального барьера, существующего в неосвещенном p-n-переходе. Возникшая фото-эдс уменьшает этот барьер на величину ev 0 (рис. 4, в). Поэтому в фотоэлементе, который представляет собой обычный диод с p-n-переходом, возникнет еще дополнительный ток i 2 (рис. 4, в), обусловленный инжекцией дырок в n-область и электронов в p- область и направленный противоположно току i 1. Этот ток по своему характеру подобен протекающему через p-n-переход току, который имеет 10 место при приложении к переходу пропускного напряжения [см. формулу (3)]. В условиях термодинамического равновесия между разомкнутыми электродами фотоэлемента установится такое напряжение V 0, при котором полный ток i = i 1 i 2 = 0. Если электроды фотоэлемента замкнуты на внешнюю нагрузку, то напряжение между ними V будет меньше V 0 и токи i 1 и i 2 уже не будут компенсировать друг друга. Поэтому в цепи возникнет ток ev i i1 i2 i1 i ( kt s e 1). (5) Соотношение (5) является основным в теории вентильных фотоэлементов. Полагая в формуле (5) i = 0 (разомкнутая цепь), находим, что вентильная фото-эдс элемента равна: kt i1 V0 ln(1 ). e is Используя в этом выражении формулу (4) для i 1, получаем: kt eg IS V0 ln(1 ). e i При большом уровне освещения, когда i 1 / i s 1, из формулы (7) имеем: kt eg SI V0 ln. (8) e is При малом уровне возбуждения, когда i 1 / i s 1, разлагая логарифм в ряд, из формулы (7), получаем: g SI V kt i 0. s То есть вентильная фото-эдс при малом уровне возбуждения пропорциональна интенсивности света и, следовательно, освещенности. С увеличением освещенности (т. е. с увеличением фототока i 1 ) ЭДС увеличивается, однако не пропорционально i 1, а по логарифмическому закону. Конечно, это увеличение происходит не беспредельно, так как при возрастании освещенности уменьшается высота потенциального барьера в p-nпереходе, и, когда барьер становится порядка kt, увеличение ЭДС прекращается. Отсюда следует, что вентильная фото-эдс не может превышать контактную разность потенциалов между p- и n-областями. Вентильные фотоэлементы представляют собой своеобразные источники тока, преобразующие световую энергию в электрическую. Если р- и n- области кристалла подключить к внешней нагрузке, в ней будет течь ток. При не очень больших освещенностях сила тока пропор- s (6) (7) (9) 11 циональна падающему на кристалл световому потоку. На этом основано действие фотоэлектрических фотометров, например, применяемых в фотографии экспонометров. Несколько десятков соединенных последовательно кремниевых p-n-переходов образуют солнечную батарею. Такие батареи применяются для питания радиоаппаратуры на космических ракетах и спутниках Земли. Из существующих сейчас таких источников наибольшим КПД (19 25 %) обладают Si и GaAs фотоэлементы. В земных условиях солнечные батареи используются для питания устройств автоматики, навигационных указателей, переносных радиостанций и др. В лабораторной практике широко используются вентильные селеновые фотоэлементы (ФЭ). Спектральная чувствительность этих ФЭ близка к чувствительности человеческого глаза: максимум чувствительности приходится на желто-зеленые лучи 0,55 мкм. В фотоэлементе, изучаемом в данной работе, одним электродом служит металлическая (железная) пластинка, на которую нанесен слой селена с дырочной проводимостью (p-тип). Вторым электродом является тонкий полупрозрачный слой золота, напыленный на селен. В процессе обработки некоторая часть атомов золота диффундирует в селен. Тот слой селена, в глубину которого проникли атомы золота, приобретает электронную проводимость и становится полупроводником n- типа. Таким образом, внутри селена осуществляется p-n-переход. При освещении фотоэлемента образуется фото-эдс, причем, железная пластинка служит положительным электродом, а слой золота отрицательным. ЦЕЛЬ РАБОТЫ И МЕТОДИКА ИЗМЕРЕНИЙ Работа посвящена изучению вентильного фотоэлемента (селенового). Для исследования вентильного фотоэлемента используется установка, позволяющая измерять фототок и фото-эдс, возникающие в нем при освещении. Схема установки представлена на рис. 5 и 6. Как видно из рис. 5, используемый в данной работе селеновый фотоэлемент освещается белым светом, испускаемым лампой накаливания
Similar documents
View more...
We Need Your Support
Thank you for visiting our website and your interest in our free products and services. We are nonprofit website to share and download documents. To the running of this website, we need your help to support us.

Thanks to everyone for your continued support.

No, Thanks