光伏太陽能電池培訓手冊新

第一章第一章 太陽電池的工作原理和基本特性太陽電池的工作原理和基本特性 1 11 1 半導體物理基礎半導體物理基礎 1 1 11 1 1 半導體的性質半導體的性質 世界上的物體如果以導電的性能來區(qū)分 有的容易導電 有的不容易導電 容易導世界上的物體如果以導電的性能來區(qū)分 有的容易導電 有的不容易導電 容易導 電的稱為導體 如金 銀 銅 鋁 鉛 錫等各種金屬 不容易導電的物體稱為絕緣體 電的稱為導體 如金 銀 銅 鋁 鉛 錫等各種金屬 不容易導電的物體稱為絕緣體 常見的有玻璃 橡膠 塑料 石英等等 導電性能介于這兩者之間的物體稱為半導體 主常見的有玻璃 橡膠 塑料 石英等等 導電性能介于這兩者之間的物體稱為半導體 主 要有鍺 硅 砷化鎵 硫化鎘等等 眾所周知 原子是由原子核及其周圍的電子構成的 要有鍺 硅 砷化鎵 硫化鎘等等 眾所周知 原子是由原子核及其周圍的電子構成的 一些電子脫離原子核的束縛 能夠自由運動時 稱為自由電子 金屬之所以容易導電 是一些電子脫離原子核的束縛 能夠自由運動時 稱為自由電子 金屬之所以容易導電 是 因為在金屬體內有大量能夠自由運動的電子 在電場的作用下 這些電子有規(guī)則地沿著電因為在金屬體內有大量能夠自由運動的電子 在電場的作用下 這些電子有規(guī)則地沿著電 場的相反方向流動 形成了電流 自由電子的數(shù)量越多 或者它們在電場的作用下有規(guī)則場的相反方向流動 形成了電流 自由電子的數(shù)量越多 或者它們在電場的作用下有規(guī)則 流動的平均速度越高 電流就越大 電子流動運載的是電量 我們把這種運載電量的粒子 流動的平均速度越高 電流就越大 電子流動運載的是電量 我們把這種運載電量的粒子 稱為載流子 在常溫下 絕緣體內僅有極少量的自由電子 因此對外不呈現(xiàn)導電性 半導稱為載流子 在常溫下 絕緣體內僅有極少量的自由電子 因此對外不呈現(xiàn)導電性 半導 體內有少量的自由電子 在一些特定條件下才能導電 體內有少量的自由電子 在一些特定條件下才能導電 半導體可以是元素 如硅 半導體可以是元素 如硅 SiSi 和鍺 和鍺 GeGe 也可以是化合物 如硫化鎘 也可以是化合物 如硫化鎘 OCLSOCLS 和 和 砷化鎵 砷化鎵 GaAsGaAs 還可以是合金 如 還可以是合金 如 GaGax xALAL1 x 1 xAs As 其中 其中 x x 為為 0 10 1 之間的任意數(shù) 許多有機化之間的任意數(shù) 許多有機化 合物 如蒽也是半導體 合物 如蒽也是半導體 半導體的電阻率較大 約半導體的電阻率較大 約 1010 5 5 10 107 7 m m 而金屬的電阻率則很小 約 而金屬的電阻率則很小 約 1010 8 8 10 10 6 6 m m 絕緣體的電阻率則很大 約 絕緣體的電阻率則很大 約 10 108 8 m m 半導體的電阻率對溫度的反應靈敏 例 半導體的電阻率對溫度的反應靈敏 例 如鍺的溫度從如鍺的溫度從 20200 0C C 升高到升高到 30300 0C C 電阻率就要降低一半左右 金屬的電阻率隨溫度的變化則 電阻率就要降低一半左右 金屬的電阻率隨溫度的變化則 較小 例如銅的溫度每升高較小 例如銅的溫度每升高 1001000 0C C 增加增加 40 40 左右 電阻率受雜質的影響顯著 金屬中左右 電阻率受雜質的影響顯著 金屬中 含有少量雜質時 看不出電阻率有多大的變化 但在半導體里摻入微量的雜質時 卻可以含有少量雜質時 看不出電阻率有多大的變化 但在半導體里摻入微量的雜質時 卻可以 引起電阻率很大的變化 例如在純硅中摻入百萬分之一的硼 硅的電阻率就從引起電阻率很大的變化 例如在純硅中摻入百萬分之一的硼 硅的電阻率就從 2 142 14 10103 3 m m 減小到減小到 0 004 m0 004 m 左右 金屬的電阻率不受光照影響 但是半導體的電阻率左右 金屬的電阻率不受光照影響 但是半導體的電阻率 在適當?shù)墓饩€照射下可以發(fā)生顯著的變化 在適當?shù)墓饩€照射下可以發(fā)生顯著的變化 1 1 21 1 2 半導體物理基礎半導體物理基礎 1 1 2 11 1 2 1 能帶結構和導電性能帶結構和導電性 半導體的許多電特性可以用一種簡單的模型來解釋 硅是四價元素 每個原子的最半導體的許多電特性可以用一種簡單的模型來解釋 硅是四價元素 每個原子的最 外殼層上有外殼層上有 4 4 個電子 在硅晶體中每個原子有個電子 在硅晶體中每個原子有 4 4 個相鄰原子 并和每一個相鄰原子共有兩個相鄰原子 并和每一個相鄰原子共有兩 個價電子 形成穩(wěn)定的個價電子 形成穩(wěn)定的 8 8 電子殼層 電子殼層 自由空間的電子所能得到的能量值基本上是連續(xù)的 但在晶體中的情況就可能截然自由空間的電子所能得到的能量值基本上是連續(xù)的 但在晶體中的情況就可能截然 不同了 孤立原子中的電子占據(jù)非常固定的一組分立的能線 當孤立原子相互靠近 規(guī)則不同了 孤立原子中的電子占據(jù)非常固定的一組分立的能線 當孤立原子相互靠近 規(guī)則 整齊排列的晶體中 由于各原子的核外電子相互作用 本來在孤立原子狀態(tài)是分離的能級整齊排列的晶體中 由于各原子的核外電子相互作用 本來在孤立原子狀態(tài)是分離的能級 擴展 根據(jù)情況相互重疊 變成如圖擴展 根據(jù)情況相互重疊 變成如圖 2 12 1 所示的帶狀 電子許可占據(jù)的能帶叫允許帶 允所示的帶狀 電子許可占據(jù)的能帶叫允許帶 允 許帶與允許帶間不許可電子存在的范圍叫禁帶 許帶與允許帶間不許可電子存在的范圍叫禁帶 圖圖 2 12 1 原子間距和電子能級的關系原子間距和電子能級的關系 在低溫時 晶體內的電子占有最低的可能能態(tài) 但是晶體的平衡狀態(tài)并不是電子全在低溫時 晶體內的電子占有最低的可能能態(tài) 但是晶體的平衡狀態(tài)并不是電子全 都處在最低允許能級的一種狀態(tài) 基本物理定理都處在最低允許能級的一種狀態(tài) 基本物理定理 泡利 泡利 PauliPauli 不相容原理規(guī)定 每個 不相容原理規(guī)定 每個 允許能級最多只能被兩個自旋方向相反的電子所占據(jù) 這意味著 在低溫下 晶體的某一允許能級最多只能被兩個自旋方向相反的電子所占據(jù) 這意味著 在低溫下 晶體的某一 能級以下的所有可能能態(tài)都將被兩個電子占據(jù) 該能級稱為費米能級 能級以下的所有可能能態(tài)都將被兩個電子占據(jù) 該能級稱為費米能級 E EF F 隨著溫度的升 隨著溫度的升 高 一些電子得到超過費米能級的能量 考慮到泡利不相容原理的限制 任一給定能量高 一些電子得到超過費米能級的能量 考慮到泡利不相容原理的限制 任一給定能量 E E 的一個所允許的電子能態(tài)的占有幾率可以根據(jù)統(tǒng)計規(guī)律計算 其結果是由下式給出的費米的一個所允許的電子能態(tài)的占有幾率可以根據(jù)統(tǒng)計規(guī)律計算 其結果是由下式給出的費米 狄拉克分布函數(shù) 狄拉克分布函數(shù) f E f E 即 即 KT EE F e Ef 1 1 現(xiàn)在就可用電子能帶結構來描述金屬 絕緣體和半導體之間的差別 現(xiàn)在就可用電子能帶結構來描述金屬 絕緣體和半導體之間的差別 電導現(xiàn)象是隨電子填充允許帶的方式不同而不同 被電子完全占據(jù)的允許帶 稱為電導現(xiàn)象是隨電子填充允許帶的方式不同而不同 被電子完全占據(jù)的允許帶 稱為 滿帶 上方 隔著很寬的禁帶 存在完全空的允許帶 稱為導帶 滿帶 上方 隔著很寬的禁帶 存在完全空的允許帶 稱為導帶 這時滿帶的電子即使加 這時滿帶的電子即使加 電場也不能移動 所以這種物質便成為絕緣體 允許帶不完全占滿的情況下 電子在很小電場也不能移動 所以這種物質便成為絕緣體 允許帶不完全占滿的情況下 電子在很小 的電場作用下就能移動到離允許帶少許上方的另一個能級 成為自由電子 而使電導率變的電場作用下就能移動到離允許帶少許上方的另一個能級 成為自由電子 而使電導率變 得很大 這種物質稱為導體 所謂半導體 即是天然具有和絕緣體一樣的能帶結構 但禁得很大 這種物質稱為導體 所謂半導體 即是天然具有和絕緣體一樣的能帶結構 但禁 帶寬度較小的物質 在這種情況下 滿帶的電子獲得室溫的熱能 就有可能越過禁帶跳到帶寬度較小的物質 在這種情況下 滿帶的電子獲得室溫的熱能 就有可能越過禁帶跳到 導帶成為自由電子 它們將有助于物質的導電性 參與這種電導現(xiàn)象的滿帶能級在大多數(shù)導帶成為自由電子 它們將有助于物質的導電性 參與這種電導現(xiàn)象的滿帶能級在大多數(shù) 情況下位于滿帶的最高能級 因此可將能帶結構簡化為圖情況下位于滿帶的最高能級 因此可將能帶結構簡化為圖 2 22 2 另外 因為這個滿帶的電 另外 因為這個滿帶的電 子處于各原子的最外層 是參與原子間結合的價電子 所以又把這個滿帶稱為價帶 圖中子處于各原子的最外層 是參與原子間結合的價電子 所以又把這個滿帶稱為價帶 圖中 省略了導帶的上部和價帶的下部 半導體結晶在相鄰原子間存在著共用價電子的共價鍵 省略了導帶的上部和價帶的下部 半導體結晶在相鄰原子間存在著共用價電子的共價鍵 如圖如圖 2 22 2 所示 一旦從外部獲得能量 共價鍵被破壞后 電子將從價帶躍造到導帶 同時所示 一旦從外部獲得能量 共價鍵被破壞后 電子將從價帶躍造到導帶 同時 在價帶中留出電子的一個空位 這個空位可由價帶中鄰鍵上的電子來占據(jù) 而這個電子移在價帶中留出電子的一個空位 這個空位可由價帶中鄰鍵上的電子來占據(jù) 而這個電子移 動所留下的新的空位又可以由其它電子來填補 這樣 我們可以看成是空位在依次地移動 動所留下的新的空位又可以由其它電子來填補 這樣 我們可以看成是空位在依次地移動 等效于帶正電荷的粒子朝著與電子運動方向相反的方向移動 稱它為空穴 在半導體中 等效于帶正電荷的粒子朝著與電子運動方向相反的方向移動 稱它為空穴 在半導體中 空穴和導帶中的自由電子一樣成為導電的帶電粒子 即載流子 空穴和導帶中的自由電子一樣成為導電的帶電粒子 即載流子 電子和空穴在外電場作用 電子和空穴在外電場作用 下 朝相反方向運動 但是由于電荷符號也相反 因此 作為電流流動方向則相同 對電下 朝相反方向運動 但是由于電荷符號也相反 因此 作為電流流動方向則相同 對電 導率起迭加作用 導率起迭加作用 圖圖 2 22 2 半導體能帶結構和載流子的移動半導體能帶結構和載流子的移動 1 1 2 21 1 2 2 本征半導體 摻雜半導體本征半導體 摻雜半導體 圖圖 2 22 2 所示的能帶結構中 當禁帶寬度所示的能帶結構中 當禁帶寬度 EgEg 比較小的情況下 隨著溫度上升 從價帶比較小的情況下 隨著溫度上升 從價帶 躍遷到導帶的電子數(shù)增多 同時在價帶產(chǎn)生同樣數(shù)目的空穴 這個過程叫電子躍遷到導帶的電子數(shù)增多 同時在價帶產(chǎn)生同樣數(shù)目的空穴 這個過程叫電子 空穴對的空穴對的 產(chǎn)生 把在室溫條件下能進行這樣成對的產(chǎn)生并具有一定電導率的半導體叫本征半導體 產(chǎn)生 把在室溫條件下能進行這樣成對的產(chǎn)生并具有一定電導率的半導體叫本征半導體 它只能在極純的材料情況下得到的 而通常情況下 由于半導體內含有雜質或存在品格缺它只能在極純的材料情況下得到的 而通常情況下 由于半導體內含有雜質或存在品格缺 陷 作為自由載流子的電子或空穴中任意一方增多 就成為摻雜半導體 存在多余電子的陷 作為自由載流子的電子或空穴中任意一方增多 就成為摻雜半導體 存在多余電子的 稱為稱為 n n 型半導體 存在多余空穴的稱為型半導體 存在多余空穴的稱為 P P 型半導體 型半導體 雜質原子可通過兩種方式摻入晶體結構 它們可以擠在基質晶體原子間的位置上 雜質原子可通過兩種方式摻入晶體結構 它們可以擠在基質晶體原子間的位置上 這種情況稱它們?yōu)殚g隙雜質 另一種方式是 它們可以替換基質晶體的原子 保持晶體結這種情況稱它們?yōu)殚g隙雜質 另一種方式是 它們可以替換基質晶體的原子 保持晶體結 構中的有規(guī)律的原子排列 這種情況下 它們被稱為替位雜質 構中的有規(guī)律的原子排列 這種情況下 它們被稱為替位雜質 周期表中周期表中 族和族和 V V 族原子在硅中充當替位雜質 圖族原子在硅中充當替位雜質 圖 2 32 3 示出一個示出一個 V V 族雜質 如磷 族雜質 如磷 替換了一個硅原子的部分晶格 四個價電子與周圍的硅原子組成共價鍵 但第五個卻處于替換了一個硅原子的部分晶格 四個價電子與周圍的硅原子組成共價鍵 但第五個卻處于 不同的情況 它不在共價鍵內 因此不在價帶內 它被束縛于不同的情況 它不在共價鍵內 因此不在價帶內 它被束縛于 V V 族原子 所族原子 所 圖圖 2 32 3 一個一個 V V 族原子替代了一個硅原子的部分硅晶格族原子替代了一個硅原子的部分硅晶格 以不能穿過晶格自由運動 因此它也不在導帶內 可以預期 與束縛在共價鍵內的自由電以不能穿過晶格自由運動 因此它也不在導帶內 可以預期 與束縛在共價鍵內的自由電 子相比 釋放這個多余電子只須較小的能量 比硅的帶隙能量子相比 釋放這個多余電子只須較小的能量 比硅的帶隙能量 1 1eV1 1eV 小得多 自由電子位小得多 自由電子位 于導帶中 因此束縛于于導帶中 因此束縛于 V V 族原子的多余電子位于低于導帶底的能量為族原子的多余電子位于低于導帶底的能量為 E E 的地方 如圖 格的地方 如圖 格 P28P28 圖圖 2 13 a2 13 a 所示那樣 這就在 所示那樣 這就在 禁止的禁止的 晶隙中安置了一個允許的能級 晶隙中安置了一個允許的能級 族雜質的族雜質的 分析與此類似 例如 把分析與此類似 例如 把 V V 族元素 族元素 Sb As PSb As P 作為雜質摻入單元素半導體硅單晶中時 這 作為雜質摻入單元素半導體硅單晶中時 這 圖圖 2 42 4 a a V V 族替位雜質在禁帶中引入的允許能級族替位雜質在禁帶中引入的允許能級 b b 族雜質的對應能態(tài)族雜質的對應能態(tài) 些雜質替代硅原子的位置進入晶格點 它的些雜質替代硅原子的位置進入晶格點 它的 5 5 個價電子除與相鄰的硅原子形成共價鍵外 個價電子除與相鄰的硅原子形成共價鍵外 還多余還多余 1 1 個價電子 與共價鍵相比 這個剩余價電子極松弛地結合于雜質原子 因此 只個價電子 與共價鍵相比 這個剩余價電子極松弛地結合于雜質原子 因此 只 要雜質原子得到很小的能量 就可以釋放出電子形成自由電子 而本身變成要雜質原子得到很小的能量 就可以釋放出電子形成自由電子 而本身變成 1 1 價正離子 價正離子 但因受晶格點陣的束縛 它不能運動 這種情況下 形成電子過剩的但因受晶格點陣的束縛 它不能運動 這種情況下 形成電子過剩的 n n 型半導體 這類可型半導體 這類可 以向半導體提供自由電子的雜質稱為施主雜質 其能帶結構如圖以向半導體提供自由電子的雜質稱為施主雜質 其能帶結構如圖 2 52 5 所示 在所示 在 n n 型半導體型半導體 中 除存在從這些施主能級產(chǎn)生的電子外 還存在從價帶激發(fā)到導帶的電子 由于這個過中 除存在從這些施主能級產(chǎn)生的電子外 還存在從價帶激發(fā)到導帶的電子 由于這個過 程是電子程是電子 空穴成對產(chǎn)生的 因此 也存在相同數(shù)目的空穴 我們把數(shù)量多的電子稱為多數(shù)空穴成對產(chǎn)生的 因此 也存在相同數(shù)目的空穴 我們把數(shù)量多的電子稱為多數(shù) 載流子 將數(shù)量少的空穴稱為少數(shù)載流子 載流子 將數(shù)量少的空穴稱為少數(shù)載流子 圖圖 2 52 5 n n 型半導體的能帶結構型半導體的能帶結構 圖圖 2 62 6 p p 型半導體的能帶結構型半導體的能帶結構 把把 族元素 族元素 B B AlAl GaGa InIn 作為雜質摻入時 由于形成完整的共價鍵上缺少一個 作為雜質摻入時 由于形成完整的共價鍵上缺少一個 電子 所以 就從相鄰的硅原子中奪取一個價電子來形成完整的共價鍵 被奪走的電子留電子 所以 就從相鄰的硅原子中奪取一個價電子來形成完整的共價鍵 被奪走的電子留 下一個空位 成為空穴 結果 雜質原子成為下一個空位 成為空穴 結果 雜質原子成為 1 1 價負離子的同時 提供了束縛不緊的空穴 價負離子的同時 提供了束縛不緊的空穴 這種結合用很小的能量就可以破壞 而形成自由空穴 使半導體成為空穴過剩的這種結合用很小的能量就可以破壞 而形成自由空穴 使半導體成為空穴過剩的 P P 型半導型半導 體 可以接受電子的雜質原子稱為受主雜質 其能帶結構如圖體 可以接受電子的雜質原子稱為受主雜質 其能帶結構如圖 2 62 6 所示 這種情況下 多所示 這種情況下 多 數(shù)載流子為空穴 少數(shù)載流子為電子 數(shù)載流子為空穴 少數(shù)載流子為電子 上述的例子都是由摻雜形成的上述的例子都是由摻雜形成的 n n 型或型或 P P 型半導體 因此稱為摻雜半導體 但為數(shù)很型半導體 因此稱為摻雜半導體 但為數(shù)很 多的化合物半導體 根據(jù)構成元素某種過?；虿蛔?有時導電類型發(fā)生變化 另外 也有多的化合物半導體 根據(jù)構成元素某種過剩或不足 有時導電類型發(fā)生變化 另外 也有 由于構成元素蒸氣壓差過大等原因 造成即使摻入雜質有時也得不到由于構成元素蒸氣壓差過大等原因 造成即使摻入雜質有時也得不到 n n p p 兩種導電類型的兩種導電類型的 情況 情況 1 1 2 31 1 2 3 載流子濃度載流子濃度 半導體處于熱平衡狀態(tài)時 多數(shù)載流子和少數(shù)載流子的濃度各自達到平衡值 因某半導體處于熱平衡狀態(tài)時 多數(shù)載流子和少數(shù)載流子的濃度各自達到平衡值 因某 種原因 少數(shù)載流子一旦超過平衡值 就將發(fā)生與多數(shù)載流子的復合 企圖恢復到原來的種原因 少數(shù)載流子一旦超過平衡值 就將發(fā)生與多數(shù)載流子的復合 企圖恢復到原來的 平衡的狀態(tài) 設電子濃度為平衡的狀態(tài) 設電子濃度為 n n 空穴濃度為 空穴濃度為 p p 則空穴濃度隨時間的變化率由電子 則空穴濃度隨時間的變化率由電子 空穴對空穴對 的產(chǎn)生和復合之差給出下式 的產(chǎn)生和復合之差給出下式 2 1 2 1 rpngdtdp 電子電子 空穴對的產(chǎn)生幾率空穴對的產(chǎn)生幾率 g g 是由價帶中成為激發(fā)對象的電子數(shù)和導帶中可允許占據(jù)的能是由價帶中成為激發(fā)對象的電子數(shù)和導帶中可允許占據(jù)的能 級數(shù)決定 然而 空穴少于導帶的允許能級時 不依賴于載流子數(shù)而成為定值 復合率正級數(shù)決定 然而 空穴少于導帶的允許能級時 不依賴于載流子數(shù)而成為定值 復合率正 比于載流子濃度比于載流子濃度 n n 與與 p p 的乘積 比例系數(shù)的乘積 比例系數(shù) r r 表示復合幾率 平衡狀態(tài)時表示復合幾率 平衡狀態(tài)時 dp dt 0 dp dt 0 由此可導由此可導 出出 常數(shù)常數(shù) 2 2 2 2 rgpn 它意味著多數(shù)載流子濃度和少數(shù)載流子濃度的乘積為確定值 這個關系式也適用于本征半它意味著多數(shù)載流子濃度和少數(shù)載流子濃度的乘積為確定值 這個關系式也適用于本征半 導體 可得到導體 可得到 2 3 2 3 rgnnp iii 2 根據(jù)量子理論和量子統(tǒng)計理論可以得到根據(jù)量子理論和量子統(tǒng)計理論可以得到 2 4 2 4 kT EE NN kT E mm h kT npn VC VC g pni exp exp 2 4 2 3 3 2 2 式中 式中 k k 玻耳茲曼常數(shù) 玻耳茲曼常數(shù) h h 普朗克常數(shù) 普朗克常數(shù) m m n n 電子有效質量 電子有效質量 m mp p 空穴有效質量 空穴有效質量 T T 絕對溫度 絕對溫度 E EV V 價帶頂能量 價帶頂能量 E EC C 導帶底能量 導帶底能量 N NV V 價帶頂?shù)挠行B(tài)密度價帶頂?shù)挠行B(tài)密度 N NC C 導帶底的有效態(tài)密度導帶底的有效態(tài)密度 假如知道半導體的禁帶亮度假如知道半導體的禁帶亮度 EgEg 就可以很容易地計算出本征載流子濃度 就可以很容易地計算出本征載流子濃度 費米能級在描述半導體的能級圖上是重要的參量 所謂費米能級 即為電子占據(jù)幾費米能級在描述半導體的能級圖上是重要的參量 所謂費米能級 即為電子占據(jù)幾 率為率為 1 21 2 處的能級 可根據(jù)半導體電中性條件求出 即處的能級 可根據(jù)半導體電中性條件求出 即 自由空穴濃度自由空穴濃度 電離施主濃度電離施主濃度 自由電子濃度自由電子濃度 電離受主濃度電離受主濃度 2 5 2 5 費米能級在本征半導體中幾乎位于禁帶中央 而在費米能級在本征半導體中幾乎位于禁帶中央 而在 n n 型半導體中靠近導帶 在型半導體中靠近導帶 在 P P 型型 半導體中靠近價帶 同時費米能級將根據(jù)摻雜濃度的不同 發(fā)生如圖半導體中靠近價帶 同時費米能級將根據(jù)摻雜濃度的不同 發(fā)生如圖 2 62 6 所示的變化 例所示的變化 例 如 如 n n 型半導體中設施主濃度為型半導體中設施主濃度為 N Nd d 可給出 可給出 2 6 2 6 d C FC N N kTEEln 圖圖 2 62 6 費米能級與雜質濃度的關系費米能級與雜質濃度的關系 P P 型半導體中設受主濃度為型半導體中設受主濃度為 N Na a 則可給出 則可給出 2 7 2 7 a V VF N N kTEEln 如果知道了雜質濃度就可以通過計算求得費米能級 如果知道了雜質濃度就可以通過計算求得費米能級 1 1 2 41 1 2 4 載流子的傳輸載流子的傳輸 一 漂移一 漂移 在外加電場在外加電場 的影響下 一個隨機運動的自由電子在與電場相反的方向上有一個加的影響下 一個隨機運動的自由電子在與電場相反的方向上有一個加 速度速度 a ma m 在此方向上 它的速度隨時間不斷地增加 晶體內的電子處于一種不同的情 在此方向上 它的速度隨時間不斷地增加 晶體內的電子處于一種不同的情 況 它運動時的質量不同于自由電子的質量 它不會長久持續(xù)地加速 最終將與晶格原子 況 它運動時的質量不同于自由電子的質量 它不會長久持續(xù)地加速 最終將與晶格原子 雜質原子或晶體結構內的缺陷相碰撞 這種碰撞將造成電子運動的雜亂無章 換句話說 雜質原子或晶體結構內的缺陷相碰撞 這種碰撞將造成電子運動的雜亂無章 換句話說 它將降低電子從外加電場得到附加速度 兩次碰撞之間的它將降低電子從外加電場得到附加速度 兩次碰撞之間的 平均平均 時間稱為弛豫時間時間稱為弛豫時間 t tr r 由電子無規(guī)則熱運動的速度來決定 此速度通常要比電場給與的速度大得多 在兩次碰撞由電子無規(guī)則熱運動的速度來決定 此速度通常要比電場給與的速度大得多 在兩次碰撞 之間由電場所引起的電子平均速度的增量稱為漂移速度 導帶內電子的漂移速度由下式得之間由電場所引起的電子平均速度的增量稱為漂移速度 導帶內電子的漂移速度由下式得 出 出 2 8 2 8 2 1 2 1 e r d m qt atv 如果 如果 t tr r是對所有的電子速度取平均 則去掉系數(shù)是對所有的電子速度取平均 則去掉系數(shù) 2 2 電子載流子的遷移率定義為 電子載流子的遷移率定義為 2 9 2 9 e rd d m qtv 來自導帶電子的相應的電流密度將是來自導帶電子的相應的電流密度將是 2 10 2 10 nqqnvJ ede 對于價帶內的空穴 其類似公式為對于價帶內的空穴 其類似公式為 2 11 2 11 pqJ hh 總電流就是這兩部分的和 因此半導體的電導率總電流就是這兩部分的和 因此半導體的電導率 為為 2 12 2 12 pqnq J he 1 其中其中 是電阻率 是電阻率 對于結晶質量很好的比較純的半導體來說 使載流子速度變得紊亂的碰撞是由晶體對于結晶質量很好的比較純的半導體來說 使載流子速度變得紊亂的碰撞是由晶體 的原子引起的 然而 電離了的摻雜劑是有效的散射體 因為它們帶有凈電荷 因此 隨的原子引起的 然而 電離了的摻雜劑是有效的散射體 因為它們帶有凈電荷 因此 隨 著半導體摻雜的加重 兩次碰撞間的平均時間以及遷移率都將降低 著半導體摻雜的加重 兩次碰撞間的平均時間以及遷移率都將降低 當溫度升高時 基體原子的振動更劇烈 它們變?yōu)楦蟮漠敎囟壬邥r 基體原子的振動更劇烈 它們變?yōu)楦蟮?靶靶 從而降低了兩次碰 從而降低了兩次碰 撞間的平均時間及遷移率 重摻雜時 這個影響就得不太顯著 因為此時電離了的摻雜劑撞間的平均時間及遷移率 重摻雜時 這個影響就得不太顯著 因為此時電離了的摻雜劑 是有效的載流子的散射體 是有效的載流子的散射體 電場強度的提高 最終將使載流子的漂移速度增加到可與無規(guī)則熱速度相比 因此 電場強度的提高 最終將使載流子的漂移速度增加到可與無規(guī)則熱速度相比 因此 電子的總速度歸根結底將隨著電場強度的增加而增加 電場的增加使碰撞之間的時間及遷電子的總速度歸根結底將隨著電場強度的增加而增加 電場的增加使碰撞之間的時間及遷 移率減小了 移率減小了 二 擴散二 擴散 除了漂移運動以外 半導體中的載流子也可以由于擴散而流動 象氣體分子那樣的除了漂移運動以外 半導體中的載流子也可以由于擴散而流動 象氣體分子那樣的 任何粒子過分集中時 若不受到限制 它們就會自己散開 此現(xiàn)象的基本原因是這些粒子任何粒子過分集中時 若不受到限制 它們就會自己散開 此現(xiàn)象的基本原因是這些粒子 的無規(guī)則的熱速度 的無規(guī)則的熱速度 粒子流與濃度梯度的負值成正比 因為電流與荷電粒子流成正比 所以對應于電子粒子流與濃度梯度的負值成正比 因為電流與荷電粒子流成正比 所以對應于電子 的一維濃度梯度的電流密度是的一維濃度梯度的電流密度是 2 13 2 13 dx dp qDJ ee 其中其中 D De e是擴散常數(shù) 同樣對于空穴 有是擴散常數(shù) 同樣對于空穴 有 2 14 2 14 dx dp qDJ hh 從根本上講 漂移和擴散兩個過程是有關系的 因而 遷移率和擴散常數(shù)不是獨立的 它從根本上講 漂移和擴散兩個過程是有關系的 因而 遷移率和擴散常數(shù)不是獨立的 它 們通過愛因斯坦關系相互聯(lián)系 即們通過愛因斯坦關系相互聯(lián)系 即 和和 2 15 2 15 ee q kT D hh q kT D kT qkT q 是在與太陽電池有關的關系式中經(jīng)常出現(xiàn)的參數(shù) 它具有電壓的量綱 室溫時為是在與太陽電池有關的關系式中經(jīng)常出現(xiàn)的參數(shù) 它具有電壓的量綱 室溫時為 26mv26mv 1 1 2 51 1 2 5 半導體的吸收系數(shù)半導體的吸收系數(shù) 半導體晶體的吸光程度由光的頻率半導體晶體的吸光程度由光的頻率 和材料的禁帶寬度所決定 當頻率低 光子能和材料的禁帶寬度所決定 當頻率低 光子能 量量 h h 比半導體的禁帶寬度比半導體的禁帶寬度 E Eg g小時 大部分光都能穿透 隨著頻率變高 吸收光的能力急小時 大部分光都能穿透 隨著頻率變高 吸收光的能力急 劇增強 吸收某個波長劇增強 吸收某個波長 的光的能力用吸收系數(shù)的光的能力用吸收系數(shù) h h 來定義 半導體的光吸收由各 來定義 半導體的光吸收由各 種因素決定 這里僅考慮到在太陽電池上用到的電子能帶間的躍遷 一般禁帶寬度越寬 種因素決定 這里僅考慮到在太陽電池上用到的電子能帶間的躍遷 一般禁帶寬度越寬 對某個波長的吸收系數(shù)就越小 除此以外 光的吸收還依賴于導帶 價帶的態(tài)密度 對某個波長的吸收系數(shù)就越小 除此以外 光的吸收還依賴于導帶 價帶的態(tài)密度 光為價帶電子提供能量 使它躍遷到導帶 在躍遷過程中 能量和動量守恒 對沒光為價帶電子提供能量 使它躍遷到導帶 在躍遷過程中 能量和動量守恒 對沒 有聲子參與的情況 即不伴隨有動量變化的躍遷稱為直接躍遷 其吸收過程的形式示于圖有聲子參與的情況 即不伴隨有動量變化的躍遷稱為直接躍遷 其吸收過程的形式示于圖 2 72 7 而伴隨聲子的躍遷稱為間接躍遷 其吸收躍遷過程示于圖 而伴隨聲子的躍遷稱為間接躍遷 其吸收躍遷過程示于圖 2 82 8 圖圖 2 72 7 直接帶隙半導體的能量 晶體動量圖直接帶隙半導體的能量 晶體動量圖 圖圖 2 82 8 間接帶隙半導體的能量 晶體動量圖間接帶隙半導體的能量 晶體動量圖 硅屬于間接躍遷類型 其吸收系數(shù)上升非常平緩 所以在太陽光照射下 光可到達硅屬于間接躍遷類型 其吸收系數(shù)上升非常平緩 所以在太陽光照射下 光可到達 距表面距表面 20 m20 m 以上相當深的地方 在此還能產(chǎn)生電子一空穴對 與此相反 對直接躍遷型以上相當深的地方 在此還能產(chǎn)生電子一空穴對 與此相反 對直接躍遷型 材料材料 GaAsGaAs 在其禁帶寬度附近吸收系數(shù)急劇增加 對能量大于禁帶寬度的光子的吸收緩慢 在其禁帶寬度附近吸收系數(shù)急劇增加 對能量大于禁帶寬度的光子的吸收緩慢 增加 此時 光吸收和電子一空穴對的產(chǎn)生 大部分是在距表面增加 此時 光吸收和電子一空穴對的產(chǎn)生 大部分是在距表面 2 m2 m 左右的極薄區(qū)域中發(fā)左右的極薄區(qū)域中發(fā) 生 簡言之 制造太陽電池時 用直接躍遷型材料 即使厚度很薄 也能充分的吸收太陽生 簡言之 制造太陽電池時 用直接躍遷型材料 即使厚度很薄 也能充分的吸收太陽 光 而用間接躍遷型材料 沒有一定的厚度 就不能保證光的充分吸收 但是作為太陽電光 而用間接躍遷型材料 沒有一定的厚度 就不能保證光的充分吸收 但是作為太陽電 池必要的厚度 并不是僅僅由吸收系數(shù)來決定的 與少數(shù)載流子的壽命也有關系 當半導池必要的厚度 并不是僅僅由吸收系數(shù)來決定的 與少數(shù)載流子的壽命也有關系 當半導 體摻雜時 吸收系數(shù)將向高能量一側發(fā)生偏移 體摻雜時 吸收系數(shù)將向高能量一側發(fā)生偏移 由于一部分光在半導體表面被反射掉 因此 進入內部的光實際上等于扣除反射后由于一部分光在半導體表面被反射掉 因此 進入內部的光實際上等于扣除反射后 所剩部分 為了充分利用太陽光 應在半導體表面制備絨面和減反射層 以減少光在其表所剩部分 為了充分利用太陽光 應在半導體表面制備絨面和減反射層 以減少光在其表 面的反射損失 面的反射損失 1 1 2 61 1 2 6 載流子的復合載流子的復合 一一 馳豫到平衡馳豫到平衡 適當波長的光照射在半導體上會產(chǎn)生電子適當波長的光照射在半導體上會產(chǎn)生電子 空穴對 因此 光照射時材料的載流子空穴對 因此 光照射時材料的載流子 濃度將超過無光照時的值 如果切斷光源 則載流子濃度就衰減到它們平衡時的值 這個濃度將超過無光照時的值 如果切斷光源 則載流子濃度就衰減到它們平衡時的值 這個 衰減過程通稱為復合過程 下面將介紹幾種不同的復合機構 衰減過程通稱為復合過程 下面將介紹幾種不同的復合機構 二二 輻射復合輻射復合 輻射復合就是光吸收過程的逆過程 占據(jù)比熱平衡時更高能態(tài)的電子有可能躍遷到輻射復合就是光吸收過程的逆過程 占據(jù)比熱平衡時更高能態(tài)的電子有可能躍遷到 空的低能態(tài) 其全部 或大部分 初末態(tài)間的能量差以光的方式發(fā)射 所有已考慮到的吸空的低能態(tài) 其全部 或大部分 初末態(tài)間的能量差以光的方式發(fā)射 所有已考慮到的吸 收機構都有相反的輻射復合過程 由于間接帶隙半導體需要包括聲子的兩級過程 所以輻收機構都有相反的輻射復合過程 由于間接帶隙半導體需要包括聲子的兩級過程 所以輻 射復合在直接帶隙半導體中比間接帶隙半導體中進行得快 射復合在直接帶隙半導體中比間接帶隙半導體中進行得快 總的輻射復合速率總的輻射復合速率 R RR R與導帶中占有態(tài) 電子 的濃度和價帶中未占有態(tài) 空穴 的與導帶中占有態(tài) 電子 的濃度和價帶中未占有態(tài) 空穴 的 濃度的乘積成正比 即濃度的乘積成正比 即 2 16 2 16 BnpRR 式中 式中 B B 對給定的半導體來說是一個常數(shù) 由于光吸收和這種復合過程之間的關系 由半對給定的半導體來說是一個常數(shù) 由于光吸收和這種復合過程之間的關系 由半 導體的吸收系數(shù)能夠計算出導體的吸收系數(shù)能夠計算出 B B 熱平衡時 即熱平衡時 即 np nnp ni i2 2時 復合率由數(shù)目相等但過程相反的產(chǎn)生率所平衡 在不存在時 復合率由數(shù)目相等但過程相反的產(chǎn)生率所平衡 在不存在 由外部激勵源產(chǎn)生載流子對的情況下 與上式相對應的凈復合率由外部激勵源產(chǎn)生載流子對的情況下 與上式相對應的凈復合率 U UR R由總的復合率減去熱平由總的復合率減去熱平 衡時的產(chǎn)生率得到 即衡時的產(chǎn)生率得到 即 2 17 2 17 2 iR nnpBU 對任何復合機構 都可定義有關載流子壽命 對電子 和 對空穴 它們分別為對任何復合機構 都可定義有關載流子壽命 對電子 和 對空穴 它們分別為 2 18 2 18 U p U n h e 式中 式中 U U 為凈復合率為凈復合率 n 和和 p 是相應載流子從它們熱平衡時的值是相應載流子從它們熱平衡時的值 n n0 0和和 p p0 0的擾動 的擾動 對對 n p 的輻射復合機構而言 由式 的輻射復合機構而言 由式 2 172 17 確定的特征壽命是 確定的特征壽命是 2 19 2 19 00 2 00 pnBn pn i 硅的硅的 B B 值約為值約為 2 102 10 15 15cm cm3 3 s s 正如前面所說的直接帶隙材料的復合壽命比間接帶隙材料的小得多 利用正如前面所說的直接帶隙材料的復合壽命比間接帶隙材料的小得多 利用 GaAsGaAs 及其及其 合金為材料的商用半導體激光器和光發(fā)射二極管就是以輻射復合過程作為基礎的 但對硅合金為材料的商用半導體激光器和光發(fā)射二極管就是以輻射復合過程作為基礎的 但對硅 來說 其它的復合機構遠比這重要得多 來說 其它的復合機構遠比這重要得多 三 俄歇復合三 俄歇復合 在俄歇 在俄歇 AugerAuger 效應中 電子與空穴復合時 將多余的能量傳給第二個電子而不是 效應中 電子與空穴復合時 將多余的能量傳給第二個電子而不是 發(fā)射光 圖發(fā)射光 圖 2 92 9 示出了這個過程 然后 第二個電子通過發(fā)射聲子弛豫回到它初始所在的示出了這個過程 然后 第二個電子通過發(fā)射聲子弛豫回到它初始所在的 能級 俄歇復合就是更熟悉的碰撞電離效應的逆過程 對具有充足的電子和空穴的材料來能級 俄歇復合就是更熟悉的碰撞電離效應的逆過程 對具有充足的電子和空穴的材料來 說 與俄歇過程有關的特征壽命說 與俄歇過程有關的特征壽命 分別是分別是 或或 2 20 2 20 2 1 DnCnp 2 1 DpCnp 在每種情況下 右邊的第一項描述少數(shù)載流子能帶的電子激發(fā) 第二項描述多數(shù)載流子能在每種情況下 右邊的第一項描述少數(shù)載流子能帶的電子激發(fā) 第二項描述多數(shù)載流子能 帶的電子激發(fā) 由于第二項的影響 高摻雜材料中俄歇復合尤其顯著 對于高質量硅 摻帶的電子激發(fā) 由于第二項的影響 高摻雜材料中俄歇復合尤其顯著 對于高質量硅 摻 雜濃度大于雜濃度大于 101017 17cm cm3 3時 俄歇復合處于支配地位 時 俄歇復合處于支配地位 圖圖 2 92 9 俄歇復合過程俄歇復合過程 a a 多余的能量傳給導帶中的電子多余的能量傳給導帶中的電子 b b 多余的能量傳給價帶中的電子多余的能量傳給價帶中的電子 四 通過陷阱的復合四 通過陷阱的復合 前面已指出 半導體中的雜質和缺陷會在禁帶中產(chǎn)生允許能級 這些缺陷能級引起前面已指出 半導體中的雜質和缺陷會在禁帶中產(chǎn)生允許能級 這些缺陷能級引起 一種很有效的兩級復合過程 如圖一種很有效的兩級復合過程 如圖 2 102 10 a a 所示 在此過程中 電子從導帶能級弛豫到 所示 在此過程中 電子從導帶能級弛豫到 缺陷能缺陷能級 然后再弛豫到價帶 結果與一個空穴復合 級 然后再弛豫到價帶 結果與一個空穴復合 圖圖 2 102 10 a a 通過半導體禁帶中的陷阱能級的兩級復合過程通過半導體禁帶中的陷阱能級的兩級復合過程 b b 在半導體表面位于禁帶中的表面態(tài)在半導體表面位于禁帶中的表面態(tài) 對此過程進行動力學分析可得 通過陷阱的凈復合對此過程進行動力學分析可得 通過陷阱的凈復合 產(chǎn)生率產(chǎn)生率 U UT T可寫為可寫為 2 21 2 21 11 2 00 ppnn nnp U eh i T 式中 式中 h0 h0和 和 e0 e0 是壽命參數(shù) 它們的大小取決于陷阱的類型和陷阱缺陷的體密度 是壽命參數(shù) 它們的大小取決于陷阱的類型和陷阱缺陷的體密度 n n1 1和和 p p1 1是分析過程中產(chǎn)生的參數(shù) 此分析過程還引入一個復合速率與陷阱能是分析過程中產(chǎn)生的參數(shù) 此分析過程還引入一個復合速率與陷阱能 E Et t的關系式 的關系式 2 22 2 22 kT EE Nn ct Cexp1 2 23 2 23 2 11i npn 式式 2 22 2 22 在形式上與用費米能級表示電子濃度的公式很相似 如果在形式上與用費米能級表示電子濃度的公式很相似 如果 e0 e0和 和 h0 h0數(shù)量級相同 數(shù)量級相同 可知當可知當 n n1 1 p p1 1時 時 U U 有其峰值 當缺陷能級位于禁帶間中央附近時 就出現(xiàn)這種情況 因此 有其峰值 當缺陷能級位于禁帶間中央附近時 就出現(xiàn)這種情況 因此 在帶隙中央引入能級的雜質是有效的復合中心 在帶隙中央引入能級的雜質是有效的復合中心 五 表面復合五 表面復合 表面可以說是晶體結構中有相當嚴重缺陷的地方 如圖表面可以說是晶體結構中有相當嚴重缺陷的地方 如圖 2 102 10 b b 所示 在表面處存 所示 在表面處存 在許多能量位于禁帶中的允許能態(tài) 因此由上面所敘述的機構 在表面處 復合很容易發(fā)在許多能量位于禁帶中的允許能態(tài) 因此由上面所敘述的機構 在表面處 復合很容易發(fā) 生 單能級表面態(tài)每單位面積的凈復合率生 單能級表面態(tài)每單位面積的凈復合率 U UA A具有與具有與 2 212 21 類似的形式 即類似的形式 即 2 24 2 24 11 2 00 00 ppSnnS nnpSS U he ihe A 式中式中 S Se0 e0和 和 S Sh0 h0是表面復合速度 位于帶隙中央附近的表面態(tài)能級也是最有效的復合中心 是表面復合速度 位于帶隙中央附近的表面態(tài)能級也是最有效的復合中心 1 1 2 71 1 2 7 半導體器件物理學基本方程半導體器件物理學基本方程 前面幾節(jié)中已經(jīng)概述了半導體的有關特性 這些內容現(xiàn)在將被歸納為一組能描述半前面幾節(jié)中已經(jīng)概述了半導體的有關特性 這些內容現(xiàn)在將被歸納為一組能描述半 導體器件工作的基本方程 這些方程的解使我們能夠確定包括太陽電池在內的大部分半導導體器件工作的基本方程 這些方程的解使我們能夠確定包括太陽電池在內的大部分半導 體器件的理想特性 忽略其余兩維空間的變化 方程組將寫成一維的形式 體器件的理想特性 忽略其余兩維空間的變化 方程組將寫成一維的形式 1 1 泊松方程泊松方程 它描述了電場散度與空間電荷密度 之間的關系 在一維情況下 其形式為 2 25 dx d 式中 是介電常數(shù) 為電荷密度 在半導體中 值為 2 26 AD NNnpq 式中 p 和 n 是空穴和電子的濃度 ND 和 NA 分別是已電離的施主和受主的濃度 在正常情 況下 大部分施主和受主都被電離 因此 2 27 AA DD NN NN 式中 ND和 NA為施主和受主雜質的總濃度 2 2 電流密度方程 電流密度方程 電子和空穴通過漂移和擴散過程可對電流作出貢獻 因此 電子和空穴的總電流密 度 Je和 Jh的表達式為 2 28 dx dp qDpqJ dx dn qDnqJ hhh eee 遷移率和擴散系數(shù)的關系由愛因斯坦關系式 De kT q e和 Dh kT q h 確定 3 3 連續(xù)方程 連續(xù)方程 圖 2 11 推導電子連續(xù)方程用的單元體積 參看圖 2 11 中長為 x 橫截面積為 A 的單元體積 可以說這個體積中電子的凈增 加幾率等于它們進入的速率減去它們出去的速率 加上該體積中它們的產(chǎn)生率 減去它們 的復合率 寫成方程為 進入速率 出去速率 2 29 x dx dJ q A xxJxJ q A e ee 產(chǎn)生率 復合率 2 30 UGA x 式中 G 是由于外部作用 如光照 所一引起的凈產(chǎn)生率 U 是凈復合率 在穩(wěn)態(tài)情況下 凈增加率必須為 0 這樣就有 2 31 GU dx dJ q e 1 同樣 對于空穴有 2 32 GU dx dJ q h 1 4 4 方程組 方程組 由上述方程 我們可得到應用于半導體器件的基本方程組 2 33 GU dx dJ q GU dx dJ q dx dp qDpqJ dx dn qDnqJ NNnp q dx d h e hhh eee AD 1 1 利用計算機 通過引入一些考慮周詳?shù)慕铺幚?可能極簡單地就可求得這些方程的解 1 1 31 1 3 半導體半導體 pnpn 結結 1 1 3 1 能帶圖 在一塊半導體晶體內 P 型和 n 型緊接在一起時 將它們交界處稱為 pn 結 當 p 型 n 型單獨存在時 費米能級如圖 2 12 a 所示 分別位于介帶和導帶附近 一旦形成 pn 結 由于結兩邊的電子和空穴的濃度不同 電子就強烈地要從 n 區(qū)向 p 區(qū)擴散 空穴則要向相反方向擴散 其結果在 n 型一邊出現(xiàn)正電荷 在 p 型一邊出現(xiàn)負電 荷 這兩種電荷層在半導體內部建立了一個內建電場 這個電場反過來又在結處產(chǎn)生一個 內部電位降 阻擋了電子和空穴的進一步擴散 包含這兩種電荷層的空間稱為耗盡區(qū)或空 間電荷區(qū) 通過這個空間電荷區(qū)的作用 使費米能級成同一水平 達到平衡狀態(tài) 圖 2 12 b 表示 pn 結的能帶圖及從 p 區(qū)向 n 區(qū)變化的空間電荷區(qū) 內建電場從 n 區(qū)指向 p 區(qū) 形成勢壘 在平衡狀態(tài)下 由于擴散 從 p 區(qū)越過勢壘向 n 區(qū)移動的空穴數(shù)目等同于空間電荷 區(qū)附近 n 區(qū)中由于熱運動產(chǎn)生的少數(shù)載流子空穴在空間電荷區(qū)內建電場的作用下漂移到 p 區(qū)的數(shù)目 因此沒有電流流過 對于電子也可做同樣的論述 1 1 3 2 電流電壓特性 在 pn 結上加偏置電壓時 由于空間電荷區(qū)內沒有載流子 又稱為耗盡區(qū) 形成高阻 區(qū) 因此 電壓幾乎全部跨落在空間電荷區(qū)上 當外加電壓使得 p 區(qū)為正時 勢壘高度減 小 空穴從 p 區(qū)向 n 區(qū)的移動以及電子從 n 區(qū)向 p 區(qū)的移動變得容易 在兩個區(qū)內有少數(shù) 載流子注入 因此電流容易流動 稱為正向 當外加電壓使得 n 區(qū)為正時 勢壘高度增加 載流子的移動就變得困難 幾乎沒有電流流過 此時稱為反向 當存在外加電壓時 空間 電荷區(qū)的 n 區(qū)邊界和 p 區(qū)邊界的空穴濃度 pn及電子濃度 np如下 2 34 kT qV nn kT qV pp pp nn exp exp 0 0 當加正向電壓時 V 0 加反向電壓時 V 0 由于我們認為外加電壓僅跨越在空間電荷區(qū) 所以可視為 n 區(qū)內沒有電場 由空穴 構成的電流只是由于它的濃度梯度形成的擴散電流 電流密度 Jp為 2 35 1exp 00 kT qV L D qppp L D qJ p p nnn p p p 同樣 注入到 p 區(qū)的少數(shù)載流子電子的電流密度 Jn為 2 36 1exp 0 kT qV L D qnJ n n pn 因加編壓 V 而產(chǎn)生的總電流是空穴電流與電子電流之和 故總電流密度 J 為 2 37 1exp 0 kT qV JJJJ np 2 38 n n p p p n L D qn L D qpJ 00 0 總電流密度 J 具有如圖 2 13 所示的整流特性 正向時 在電壓較大的區(qū)域 電流密度與 exp qV kT 成正比 反向時則趨近于 J0 稱 J0為飽和電流密度 圖 2 13 pn 結的電流 電壓特性 1 21 2 太陽電池工作原理太陽電池工作原理 1 2 1 半導體的內光電效應 當光照射到半導體上時 光子將能量提供給電子 電子將躍遷到更高的能態(tài) 在這 些電子中 作為實際使用的光電器件里可利用的電子有 1 價帶電子 2 自由電子或空穴 Free Carrier 3 存在于雜質能級上的電子 太陽電池可利用的電子主要是價帶電子 由價帶電子得到光的能量躍遷到導帶的過