Structure cristalline du CuInSe2

Le rendement des cellules solaires dépend principalement de la lumière absorbée par la couche absorbante. Du point de vue technologique la couche absorbante doit avoir un gap optimal pour absorber la plus large gamme des longueurs d’ondes du spectre solaire avec un coefficient d’absorption élevé. Le coefficient d’absorption de CuInSe2 est plus élevé comparé aux autres matériaux (CdTe, GaAs, a-Si: H, mono- Si et CdS) [6], voir la fig. I-2.

Une gamme des valeurs de 0.81 à 1.04 eV pour l’énergie de la bande interdite a été rapportée [7]. Le problème de la détermination précise de Eg a été principalement attribué à la non homogénéité des mesures sur l’échantillon, puisqu’il n’était pas facile d’établir des mesures directes de transition sur les échantillons volumiques, car le coefficient d’absorption est très grand. Ce problème a été résolu en réduisant l’épaisseur des échantillons jusqu’à quelques microns mètres, le résultat de Eg obtenu était similaire à celui des couches minces donnant une valeur de Eg  égale à 1.01 ± 0.001 (eV) à la température ambiante [8].

La variation de Eg  avec la température suit la relation suivante [8]: E g  E g (T ) aT (2) 0b T Où T0  est la température ambiante, a et b des constantes.

Généralement les propriétés optiques dépendent considérablement de l’indice de réfraction complexe, ce dernier est donné par la relation suivante : nc n ik .

Où n est l’indice de réfraction et k le coefficient d’extinction, ces paramètres ont été étudiés pour le cas d’un monocristal et des couches minces en utilisant la technique d’ellipsométrie et d’angle d’indice multiple et les mesures de transmission-réflexion à indice normal [5].

Plusieurs chercheurs ont étudié les propriétés électriques du CuInSe 2 , notamment l’identification et la caractérisation des défauts dans ce matériau [9-10]. Comme nous l’avons cité auparavant, on peut réaliser avec ce semiconducteur des homojonctions et des hétérojonctions [11]. Autrement dit, ce matériau peut présenter une conductivité de type p ou de type n et ceci par excès ou manque de sélénium. D’autre part le CuInSe2 présente une excellente stabilité électrique dans une large bande de stœchiométrie [12].

Dès 1850, le physicien Antoine Becquerel découvre que certains matériaux génèrent du courant électrique lorsqu’ils sont soumis à un flux lumineux. Il faudra attendre la théorie quantique de la matière condensée (vers 1935) pour que ce phénomène commence à recevoir une explication satisfaisante. Néanmoins, sans attendre cette explication théorique, les photodétecteurs seront utilisés dès les années 1900 dans l’industrie photographique ainsi que dans les matériels militaires de détection infrarouge [14].

Le principe de base des détecteurs à semiconducteurs est très général et est illustré en figure II-1[14] (ci-dessous). Dans un état non photoexicité, les porteurs de ces matériaux ne parviennent pas conduire l’électricité, (a) qu’ils soient dans une bande où ils ne participent pas à la conduction (une bande de valence pleine), (b) bloqués par une barrière de potentiel (dans un détecteur Schottky) ou (c) sur un niveau quantique liant (photoconducteur extrinsèque, détecteur à puits quantique). C’est donc une transition optique entre deux ensembles de niveaux quantiques (les uns conducteurs, les autres non conducteurs) qui est à l’origine du mécanisme de photodétection: d’où le nom générique de détecteur quantique donné aux détecteurs à semiconducteurs.

Figure II-1: Trois types de détection quantique: (a) détection bande à bande avec création de paires électron-trou, (b) photoémission interne au-dessus d’une barrière de potentiel, (c) transition d’un niveau lié à un niveau libre.

L’absorption de la lumière par un semiconducteur est un processus quantique où des électrons sont amenés à des niveaux d’énergie plus élevés. Cette augmentation d’électrons dans la bande de conduction correspond à un accroissement de la densité de trous dans la bande de valence, on parle dans ce cas de la création de paire électrons-trous qui constitue un plasma semiconducteur. En présence de champ électrique E, les porteurs de charges excédentaires vont participer au mécanisme de conduction. Cependant, il existe une compétition entre l’augmentation de la conductivité et l’augmentation de la résistivité. L’augmentation de la résistivité est due à la diffusion des porteurs dans les régions neutres ou vers les états d’impuretés. De plus, les électrons qui se trouvent dans la bande de conduction se recombinent avec les trous de la bande de valence par différents processus.

Figure II-2: Nombre de paires de porteurs générées en fonction de la profondeur de pénétration dans le matériau.

Dévore [15] et Bube [16] ont analysé le spectre de photoconductivité pour montrer la dépendance du maximum de la réponse spectrale avec la vitesse de recombinaison en surface, le coefficient d’absorption et la longueur de diffusion. Considérons une barrette de semiconducteur, d’épaisseur d, éclairée sur une des faces par une radiation lumineuse d’intensité I (voir figure II-2). A une distance x de la surface du matériau, la densité des porteurs de charge en excès estn (x) . Ces porteurs photoexcités vont diffuser dans une même direction x et peuvent se recombiner en volume selon un taux qui met en jeu la durée de vie en volume τ et à la surface selon un taux lié à la vitesse de recombinaison en surface S. Le taux de génération des paires de porteurs excédentaires Gn () n (x,) dépend de la t longueur d’onde du rayonnement et est donné par la relation:[16]

Où F0 () est le nombre de photons incidents/ cm2 s à la longueur d’onde , R() le coefficient de réflexion de la face avant de l’échantillon et() le coefficient d’absorption de l’échantillon.

La complexité des mécanismes de photodétection provient de la multitude de différentes échelles de longueur qui régissent l’interaction photons-électrons dans la matière. Il y a d’abord la longueur d’absorption qui est de quelques1 . Il y a ensuite les longueurs de diffusion des porteurs minoritaires, distances sur lesquelles les porteurs participent effectivement au mécanisme de détection. Il y a enfin les longueurs de zones de charges d’espaces, particulièrement importantes pour les détecteurs photovoltaïques. Or toutes ces longueurs ont même ordre de grandeur: de quelques m à quelques dizaines de m. Aucun mécanisme ne peut être négligé vis-à-vis d’un autre. Dans la plupart des cas, il est alors nécessaire d’avoir recours aux équations pour décrire le mécanisme de photodétection. On se limitera à une approche unidimensionnelle (le long de l’axe Ox de propagation de la lumière) négligeant ainsi les phénomènes tels que l’inhomogénéité de l’éclairement.

Le flux de photons évolue dans le semiconducteur de façon exponentiellement décroissante [14]: F(x) F0 (1 R) exp(.x) (4)

Où F0 est le flux de photons incident sur la surface. , Le coefficient d’absorption est lui-même une fonction de l’énergie des photons.

Les photons absorbés dans le semiconducteur créent des paires électrons-trous en densité n n n0 etp p p0 avec un taux de génération des porteurs Gn ( cm3 s1 ) donné parGn (x).F0 (1 R)exp( x) . Deux sorts attendent les porteurs après leur création: soit ils se recombinent avec une durée de vie ( n pour les électrons, p pour les trous) soit ils sont balayés par le champ électrique vers les contacts ohmiques sur les côtés.