2.2 Silicium amorphe hydrogéné
3.1.1 Diagramme des bandes et courant d’obscurité
L’hétérojonction de silicium a-Si :H/c-Si résulte de la mise en contact des deux matériaux, par dépôt de silicium amorphe hydrogéné sur le substrat cristallin. Un modèle très répandu pour représen-ter le diagramme des bandes d’une hétérojonction de silicium est celui d’Anderson (règle de l’affinité électronique) [1]. D’après ce modèle, la différence d’énergie de gap entre les matériaux (Eg,c−Si=1,12 eV, Eg,a−Si:H=1,75 eV, à 300 K) implique la présence de désaccords des bandes de conduction et de valence à la jonction, contrairement aux homojonctions. Les diagrammes des bandes des hétérostruc-tures avec silicium cristallin de type n et de type p sont indiqués respectivement sur les figures 3.1
(a) et (b). La présence de discontinuités à l’interface va jouer un rôle important dans les phénomènes de transport des charges. En effet, les porteurs minoritaires du silicium cristallin sont dans chaque cas (cristallin de type p comme de type n) confrontés à une barrière à l’interface, favorisant leur ac-cumulation et pouvant être à l’origine de recombinaisons. D’autre part, les porteurs majoritaires du cristallin sont eux aussi face à une barrière, qui tend à les éloigner du matériau amorphe et améliorer leur collecte en face arrière. Enfin, on constate la présence d’une région d’inversion forte du cristallin à l’interface, pouvant favoriser le transport latéral (ce transport sera utilisé dans le cadre des études de conductance planaire, voir p.164). La hauteur de ces barrières peut donc favoriser autant les re-combinaisons des porteurs que leur collecte, ce qui implique de développer une ingénierie des bandes afin de contrôler ces processus.
Aux grandeurs définies dans le chapitre précédent pour la construction du diagramme des bandes d’une homojonction (voir p.50), il convient de tenir compte des paramètres de chacun des matériaux (énergies de gap, affinités électroniques, dopage) et d’ajouter respectivement les discontinuités de bande de conduction ∆Ec et de valence ∆Ev. À partir de ces considérations et des représentations du diagramme des bandes, il est facile de calculer les valeurs de ces discontinuités en utilisant les paramètres des matériaux :
Eg1− Eg2= ∆Ec+ ∆Ev, (3.1) ∆Ec = q(χ2− χ1), (3.2) avec −∆Ev = Eg2− (δ1+ δ2) − qVd qVd= q(φ1− φ2) δ1 = EF − Ev1 δ2 = q(φ2− χ2) = Ec2− EF = kT ln(Nc Nd)
et ∆Ev = Eg1− (δ1+ δ2) − qVd qVd= q(φ2− φ1) δ1 = q(φ1− χ1) = Ec1− EF δ2 = EF − Ev2 = kT ln(Nv Na)
, pour le cristallin de type p, (3.4)
(a) Silicium amorphe hydrogéné de type p et cristallin de type n.
(b)Silicium amorphe hydrogéné de type n et cristallin de type p.
Figure 3.1 – Diagrammes des bandes pour des hétérojonctions de silicium (p) a-Si :H/(n) c-Si et (n) a-Si :H/(p) c-Si. La zone de charge d’espace (régions non grisées sur les schémas) s’étend dans chacun des matériaux. Les grandeurs indiquées sur le schéma sont décrites dans le texte.
Nous nous intéresserons aux structures à hétérojonctions avec silicium cristallin de type n car outre une longueur de diffusion des porteurs majoritaires plus élevée dans ce matériau, il a été montré que celui-ci permet en théorie d’obtenir de meilleurs résultats que pour la structure inverse, cela grâce à la valeur de ∆Ev supérieure à celle de ∆Ec [2].
Le courant seuil total d’une homojonction de silicium cristallin a été défini précédemment dans le cadre du modèle à 2 diodes (voir p.52). Prenons l’exemple d’une hétérojonction avec silicium cristallin de type n à l’équilibre thermodynamique (n2
i1= n01p01, n2
i2 = n02p02), on peut écrire respectivement le courant seuil I01pour la diffusion et I02pour les générations/recombinaisons dans la zone de charge d’espace : I01 = qSn01 s Dn τn,eff + qSp02 s Dp τp,eff (3.5) avec q la charge élémentaire, S la surface, Dn et Dp les coefficients de diffusion des porteurs minori-taires dans le silicium amorphe et le cristallin, τn,eff et τp,eff leurs durées de vie effectives, et
I02 = qSni1W1 2τrecomb1
+qSni2W2 2τrecomb2
, (3.6)
avec W1 et W2 les largeurs de zone de charge d’espace respectivement dans le silicium amorphe et le silicium cristallin, τrecomb1 et τrecomb2 les durées de vie attribuées aux recombinaisons assistées par les défauts dans la zone de charge d’espace.
Pour une hétérojonction de silicium, les densités de porteurs intrinsèques ni1et ni2 sont différentes, tandis que dans le cas d’une homojonction, ces expressions se simplifient tel que nous retrouvons les équations (2.33) et (2.34). De plus, il est important de faire remarquer que pour les deux types de structures le premier terme du courant I01 (lié à l’émetteur fortement dopé) est plusieurs ordres de grandeur inférieur au terme lié à l’absorbeur en raison du dopage (cas de l’homojonction) ou de l’énergie de gap (cas de l’hétérojonction) élevés de l’émetteur. D’autre part, on peut s’attendre à observer une composante I02 plus élevée pour l’émetteur amorphe que pour l’émetteur cristallin car les paramètres de transport du premier sont considérablement plus petits [3, 4, 5].
Enfin, la tension de circuit-ouvert peut être déterminée à partir de la valeur du photocourant, Iph, et du courant I01 en utilisant la formule :
Vco= kT
q ln(Iph
I01
+ 1) (3.7)
Pour une valeur de photocourant donnée, le Vco ne dépend donc que de la composante I01 du courant d’obscurité. Nous venons d’indiquer que cette valeur n’est liée qu’aux paramètres de la base dans les deux types de structures. On pourrait donc s’attendre à observer la même tension de circuit-ouvert pour une homojonction et une hétérojonction de silicium conçues à partir de wafers identiques. Et pourtant ce n’est pas le cas, les tensions de circuit-ouvert obtenues pour les meilleures structures à hétérojonctions sont souvent plus élevés (de plusieurs dizaines de millivolts) que celles obtenues pour les meilleures homojonctions de silicium [6]. Cette différence ne provient pas d’un effet des propriétés de volume de la base cristalline, mais des propriétés de transport dans la zone de charge d’espace. Les très bonnes passivations de surface réalisées pour le silicium cristallin par les couches minces de silicium amorphe hydrogéné sont à l’origine de ce résultat. En utilisant cette démarche, T. Schulze a d’ailleurs montré que les vitesses de recombinaison à la surface en face avant et en face arrière du silicium cristallin de la structure HIT de Sanyo sont inférieures à 4 cm.s−1 [7].
Nous avons donc mis en évidence deux points critiques pour la réalisation de cellules à hétérojonc-tions de silicium à haut rendement qui doivent être étudiés et maîtrisés : (1) les états de surface en face avant et en face arrière de la base, (2) l’interface entre l’émetteur amorphe et la base cristalline. Nous allons donc étudier ces deux points cruciaux dans ce chapitre.