第2章　半導體太陽電池原理

2.1　半導體簡介

為了說明光伏效應這一概念，我們要從半導體說起。固體材料按照導電性能，可分為絕緣體、導體和半導體。通俗地講，能夠導電的稱為導體；不能導電的稱為絕緣體；介于導體與絕緣體之間的稱為半導體。不同材料的導電性如圖2.1所示。

圖2.1　不同材料的導電性

半導體材料的種類很多，可分為無機半導體和有機半導體。又可按其化學成分，分為元素半導體和化合物半導體；按其是否含有雜質，可分為本征半導體和雜質半導體。雜質半導體按其導電類型，又分為N型半導體和P型半導體。此外，根據半導體材料的物理特性，還有磁性半導體、壓電半導體、鐵電半導體、有機半導體、玻璃半導體、氣敏半導體等之分。目前獲得廣泛應用的半導體材料有鍺、硅、硒、砷化鎵、磷化鎵、硫化鎘、銻化銦等，其中鍺、硅材料的半導體生產技術最為成熟、應用得最多。

自然界中物質存在的形態有氣態、液態和固態。固體材料是由原子組成的，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，這些電子有規則地沿著電場的相反方向流動，形成電流。自由電子的數量越多，或者它們在電場的作用下有規則流動的平均速度越高，電流就越大，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。半導體的導電能力介于導體與絕緣體之間。

半導體材料是一類具有半導體性能、可用來制作半導體器件和集成電路的電子材料，其電導率在10^-3～10^-9S/cm范圍內。半導體材料的電學性質對光、熱、電、磁等外界因素的變化十分敏感，在半導體材料中摻入少量雜質可以控制這類材料的電導率。首先，摻入微量雜質可以使半導體的導電能力大大增強。其次，通過控制溫度可以控制半導體的性質。當環境溫度升高時，半導體的導電能力就會顯著增加；當環境溫度下降時，半導體的導電能力就會顯著下降。這種特性稱為半導體的“熱敏性”。熱敏電阻就是利用半導體的這種特性制成的。此外，很多半導體對光十分敏感，當有光照射在這些半導體上時，這些半導體就像導體一樣，具有較強的導電能力。

盡管半導體材料種類眾多，但是歸結起來都有以下相同的基本特征。

① 電阻率特性。電阻率在雜質、光、電、磁等因素的作用下，可以產生大范圍的波動，從而使其電學性能可以被調控。

② 導電特性。有兩種導電的載流子：一種是電子，為帶負電荷的載流子；另一種就是空穴，為帶正電荷的載流子。而在普通的金屬導體中，導電的載流子僅僅是電子。

③ 負的電阻率溫度系數。隨溫度的升高，其電阻率下降；而金屬則恰恰相反，隨溫度的升高，電阻率也增大。

④ 整流特性。半導體具有單向導電性能。

⑤ 光電特性。能在太陽的光照射下產生光生電荷載流子效應。

正是利用半導體材料的這些性質，才制造出功能多樣的半導體器件。半導體材料按化學成分和內部結構，大致可分為以下幾類。

① 元素半導體有鍺、硅等。20世紀50年代，鍺在半導體中占主導地位，但鍺半導體器件的耐高溫和抗輻射性能較差，到20世紀60年代后期逐漸被硅材料取代。用硅制造的半導體器件，耐高溫和抗輻射性能較好，特別適宜制作大功率器件。因此，硅已成為應用最多的一種半導體材料。

② 化合物半導體。由兩種或兩種以上的元素化合而成的半導體材料。它的種類很多，常用的有砷化鎵、磷化銦、銻化銦、碳化硅、硫化鎘及鎵砷硅等。其中，砷化鎵是制造微波器件和集成電路的重要材料。碳化硅由于其抗輻射能力強、耐高溫和化學穩定性好，在航天技術領域有廣泛應用。

③ 無定形半導體材料。是一種非晶體無定形半導體材料，分為氧化物玻璃和非氧化物玻璃兩種。這類材料具有良好的記憶特性和很強的抗輻射能力，主要用來制造閾值開關、記憶開關和固體顯示器件。

④ 有機半導體材料。已知的有機半導體材料有幾十種，其中有一些目前尚未得到應用。

2.1.1　晶體結構

固態物質可根據它們的質點（原子、離子和分子）排列規則的不同，分為晶體和非晶體兩大類。具有確定熔點的固態物質稱為晶體，如硅、砷化鎵、冰及一般金屬等；沒有確定的熔點、加熱時在某一溫度范圍內逐漸軟化的固態物質稱為非晶體，如玻璃、松香等。所有晶體都是由原子、分子、離子或這些粒子集團在空間按一定規則排列而成的。這種對稱、有規則的排列，叫作晶體的點陣或晶體格子，簡稱晶格。最小的晶格，稱為晶包。晶包的各向長度稱為晶格常數；將晶格周期地重復排列起來，就構成為晶體。晶體分為單晶體和多晶體。整塊材料從頭到尾都按同一規則作周期性排列的晶體，稱為單晶體。整個晶體由多個同樣成分、同樣晶體結構的小晶體（即晶粒）組成的晶體，稱為多晶體。在多晶體中，每個小晶體中的原子排列順序的位向是不同的。非晶體沒有上述特征，組成它們的質點的排列是無規則的，而是“短程有序、長程無序”的排列，所以又稱為無定形態。一般的硅棒是單晶體，粗制的冶金硅和利用蒸發或氣相沉積制成的硅薄膜為多晶硅，也可以認為是無定形硅。

圖2.2所示為硅的原子結構。圖2.3所示為晶體硅的晶胞結構。它可以看作是兩個面心立方晶胞沿對角線方向上位移1/4互相套構而成。這種結構被稱為金剛石式結構。硅（Si）、鍺（Ge）等重要半導體均為金剛石式結構。1個硅原子和4個相鄰的硅原子由共價鍵連接，這4個硅原子恰好在正四面體的4個頂角上，而四面體的中心是另一硅原子。硅原子可以作許多間距相同而互相平行的平面，稱為晶面。垂直于晶面的法線方向，稱為晶向。具有同一晶向的所有晶面都相似，稱為晶面族。一塊晶體可以劃分出許多晶面族。為區分硅的不同晶面和晶向，可設想利用3個互相垂直的坐標軸，將每一個晶面在空間的位置用其余這3個坐標軸相截的關系來表示。通常用各軸上截距的倒數即晶面指數來表示。如圖2.4所示，其中（111）面指的晶面與坐標系的“X、Y、Z”3個軸的截距的倒數為1個周期；（110）面指的是晶面與坐標系X、Y軸的截距的倒數為1個周期，Z軸為0表示它平行于Z軸；（100）面為只截取X軸而平行于Y軸和Z軸的任何平面。常見晶體硅的主要晶面，即為這3個晶面。

圖2.2　硅的原子結構

圖2.3　晶體硅的晶胞結構

圖2.4　晶體硅的主要晶面示意圖

晶體具有各向異性的特征，即在不同的晶面某些物理性質和化學性質會有很大差別。

2.1.2　能帶

從能帶的角度解釋，半導體的導電性介于導體和絕緣體之間的原因在于半導體能帶的帶隙。自由空間的電子所能得到的能量值基本上是連續的，但在半導體中，因為量子效應，孤立原子中的電子占據非常固定的一組分立的能線，當孤立原子相互靠近時，規則整齊排列的晶體中，由于各原子的核外電子相互作用，本來孤立的、分離的原子相互重疊，變成帶狀，稱為能帶。

具體來講，原子的殼層模型認為，原子的中心是一個帶正電荷的核，核外存在著一系列不連續的、由電子運動軌道構成的殼層，電子只能在殼層里繞核運動。在穩定狀態，每個殼層里運動的電子具有一定的能量狀態，所以一個殼層相當于一個能量等級，稱為能級。一個能級也表示電子的一種運動狀態。

電子在殼層中的分布，應滿足如下兩個基本原理：①泡利不相容原理，即原子中不可能有兩個或兩個以上的電子處于量子數都相當的同一運動狀態中；②能量最小原理，即原子中每個電子都有優先占據能量最低的空能級的趨勢。

一種元素的化學性質和物理性質是由其原子結構決定的，其中外層電子的數目起著最為重要的作用。原子和原子的結合，主要靠外層的相互交合以及價電子運動的變化。電子在原子核周圍運動時，每一層軌道上的電子都有確定的能量，最里層的軌道相應于最低的能量，第二層軌道具有較大的能量，越是外層的電子受原子核的束縛越弱，從而能量越大。電子不存在具有兩層軌道中間的能量狀態。為形象起見，可用一系列高低不同的水平線來表示電子在兩層軌道中運動所能取得的能量值。這些橫線就是標志電子能量高低的電子能級。

在一個孤立的原子中，電子只能在各個允許的不同軌道上運動，不同軌道的電子能量不同。在晶體中，原子之間的距離很近，相鄰原子的電子軌道相互重疊、相互影響，每個原子的電場相互疊加。這樣，與軌道相對應的能級，就不是單一的電子能級，而是分裂為能量非常接近但又大小不同的許多電子能級。這些由許多條能量相差很小的電子能級所組成的區域，看上去像一條帶子，因而稱為能帶。每層軌道都有一個對應的能帶，如圖2.5所示。外層的電子由于受相鄰原子的影響較大，它所對應的能帶較寬；內層的電子則由于受到相鄰原子的影響較小，其所對應的能帶則較窄。電子在每個能帶中的分布，一般是先填滿較低的能級，然后逐步填充能量較高的能級，并且每條能級只允許填充兩個具有相同能量的電子，如圖2.6所示。

圖2.5　電子軌道對應的能帶

圖2.6　電子在能帶上的分布

內層電子能級所對應的能帶，都是被電子填滿的。最外層價電子能級所對應的能帶，有的被電子填滿，有的未被填滿，這主要取決于晶體的種類。例如，銅、銀等金屬晶體的價電子能帶有一半的能級是空的，而硅、鍺等半導體晶體的價電子能帶則全部被電子填滿。

在0K（熱力學溫度）時電子在能帶中所占據的最高充填能級稱為費米能級。能帶中電子按能量從低到高的順序依次占據能級。與最外層價電子能級對應的能帶稱為價帶。價帶上方是未被電子占據的空能帶。價電子到達該空帶后將能參與導電，該空能帶又稱為導帶。能帶被價帶占據的方式決定了介質的導電性能。導體中存在部分被電子占據、能參與導電的導帶，導帶中的電子在本帶內躍遷所需的能量非常小，使得電子的動量發生連續改變，因而形成宏觀定向移動；絕緣體中只存在滿帶和空帶，電子的躍遷只能在不同能帶之間進行，這就需要很大的能量，一般不易發生；半導體中的能帶雖然也是滿帶，但是滿帶和空帶之間的能隙非常小或有交疊，在外界的作用下（如光照、升溫等）很容易形成一個導帶，但它的導電能力遠不及導體。

半導體的能量最高的幾個能帶分別是導帶和價帶。電子就處于導帶中，一般是在導帶底附近，導帶底就相當于電子的勢能；空穴就處于價帶中，一般是在價帶頂附近，價帶頂就相當于空穴的勢能。價帶和導帶之間不存在能級的能量范圍叫作禁帶。禁帶的能量寬度便稱為帶隙，如圖2.7所示。

圖2.7　能帶和帶隙

由于帶隙反映了固體原子中最外層被束縛電子變為自由電子所需的能量，因此帶隙決定了固體的導電特性。那么半導體的帶隙和絕緣體、金屬的帶隙又有什么區別呢？絕緣體的帶隙寬，電子幾乎不能從價帶躍遷到導帶，故具有很高的電阻率，即幾乎不導電；金屬的帶隙為零，價帶電子全為自由電子，因此導電性能很強；而對于半導體而言，其帶隙較窄，當溫度升高，或者受光照，或者經過摻雜后，半導體價帶中的電子很容易就能夠從價帶躍遷到導帶，此時半導體的載流子數量大量增加，其導電性能也就大大增加。

圖2.8所示為金屬、半導體和絕緣體的能帶圖。如圖2.8（b）所示，價電子要從價帶越過禁帶跳躍到導帶去參加導電運動，必須從外界獲得一個至少等于E_g的附加能量。E_g的大小就是導帶底部與價帶頂部之間的能量差，稱為禁帶寬度或者帶隙，其單位為電子伏特（eV）。例如，硅的禁帶寬度在室溫下為1.119eV的能量。若外界給予價帶里的電子1.119eV的能量，則電子就有可能越過禁帶跳躍到導帶里，晶體就會導電。

圖2.8　金屬、半導體和絕緣體的能帶圖

金屬與半導體的區別在于它在一切條件下都有良好的導電性，其導帶和價帶重疊在一起，不存在禁帶，即使接近0K，電子在外電場的作用下，照樣可以參加導電運動。而半導體存在十分之幾電子伏特到4eV的禁帶寬度。在0K時電子充滿價帶，導帶是空的，此時像絕緣體一樣不能導電。當溫度高于0K時，晶體內部產生熱運動，使價帶中少量電子獲得足夠能量，跳躍到導帶，這個過程稱為激發，這時半導體就具有一定的導電能力。激發到導帶的電子數目是由溫度和晶體的禁帶寬度決定的。溫度越高，激發到導帶的電子數目越多，導電性越好；溫度相同，禁帶寬度越小的晶體，激發到導帶的電子數目就多，導電性越好。而半導體與絕緣體的區別，則在于禁帶寬度不同。絕緣體的禁帶寬度比較大，一般為5～10eV，在室溫時激發到導帶上的電子數目非常少，因而其電導率很小；半導體的禁帶寬度比絕緣體小，所以在室溫時有相當數量的電子會跳躍到導帶上去。

2.1.3　電子空穴對

純凈半導體稱為本征半導體。我們以硅原子的簡化原子模型來說明。在溫度為T=0K和沒有外界激發時，每一個電子均被共價鍵所束縛。在室溫條件下，或者從外界獲得一定的能量（如光照、升溫、電磁場激發等），部分價電子就會獲得足夠的能量而掙脫共價鍵的束縛，成為自由電子，這稱為本征激發。理論和實驗表明：在常溫（300K）下，硅共價鍵中的價電子只要獲得大于電離能（1.1eV）的能量便可激發成為自由電子，自由電子在外加電場的作用下移動。自由電子移動后在原來共價鍵中留下的空位稱為空穴。

當空穴出現時，相鄰原子的價電子比較容易離開它所在的共價鍵而填補到這個空穴中來使該價電子原來所在共價鍵中出現一個新的空穴，這個空穴又可能被相鄰原子的價電子填補，再出現新的空穴。價電子填補空穴的這種運動無論在形式上還是效果上都相當于帶正電荷的空穴在運動，且運動方向與價電子運動方向相反。

為了區別于自由電子的運動，把這種運動稱為空穴運動，并把空穴看成是一種帶正電荷的載流子。

在空穴和自由電子不斷地產生的同時，原有的空穴和自由電子也會不斷地復合，形成一種平衡。所以半導體中導電物質就是自由電子和空穴。在本征半導體的晶體結構中，每一個原子與相鄰的四個原子結合。每一個原子的價電子與另一個原子的一個價電子組成一個電子對。這對價電子是每兩個相鄰原子共有的，它們把相鄰原子結合在一起，構成所謂共價鍵的結構，如圖2.9所示。

圖2.9　本征硅共價鍵結構圖

在本征半導體內部自由電子與空穴總是成對出現，因此將它們稱作為“電子-空穴對”。當自由電子在運動過程中遇到空穴時可能會填充進去從而恢復一個共價鍵，與此同時消失一個“電子-空穴對”，這一相反過程稱為復合。在一定溫度條件下，產生的“電子-空穴對”和復合的“電子-空穴對”數量相等時，形成相對平衡，這種相對平衡屬于動態平衡 ，達到動態平衡時，“電子-空穴對”維持一定的數目。與金屬導體中只有自由電子不同，在半導體中存在著自由電子和空穴兩種載流子，這也是半導體與導體導電方式的不同之處。

如果對半導體施加外界作用（比如光），破壞了熱平衡條件，使半導體處于與熱平衡狀態相偏離的狀態，則稱為非平衡狀態。處于非平衡狀態的半導體，其載流子比平衡狀態時多出來的那一部分載流子稱為非平衡載流子。

2.1.4　P-N結

在本征半導體材料中摻入Ⅴ族雜質元素（磷、砷等），雜質提供電子，則使得其中的電子濃度大于空穴濃度，就形成N型半導體（圖2.10）材料，雜質稱為“施主”。此時電子濃度大于空穴濃度，為多數載流子；而空穴的濃度較低，為少數載流子。同樣，在半導體材料中摻入Ⅲ族雜質元素（硼等），則使得其中的空穴濃度大于電子濃度，晶體硅成為P型半導體（圖2.11）。比如以硅為例，在高純硅中摻入一點點硼、鋁、鎵等雜質就是P型半導體；摻入一點點磷、砷、銻等雜質就是N型半導體。在N型半導體中，把非平衡電子稱為非平衡多數載流子，非平衡空穴稱為非平衡少數載流子。對P型半導體則相反。在半導體器件中，非平衡少數載流子往往起著重要的作用。

圖2.10　N型半導體

圖2.11　P型半導體

無論是N型半導體材料，還是P型半導體材料，當它們獨立存在時，都是電中性的，電離雜質的電荷量和載流子的總電荷數是相等的。當兩種半導體材料連接在一起時，對N型半導體材料而言，電子是多數載流子，濃度高；而在P型半導體中，電子是少數載流子，濃度低。由于濃度梯度的存在，勢必會發生電子的擴散，即電子由高濃度的N型半導體材料向濃度低的P型半導體材料擴散，在N型半導體和P型半導體界面形成P-N結。在P-N結界面附近，N型半導體中的電子濃度逐漸降低，而擴散到P型半導體中的電子和其中的多數載流子空穴復合而消失，因此，在N型半導體靠近界面附近，由于多數載流子電子濃度的降低，電離雜質的正電荷數要高于剩余的電子濃度，出現了正電荷區域。同樣，在P型半導體中，由于空穴從P型半導體向N型半導體擴散，在靠近界面附近，電離雜質的負電荷數要高于剩余的空穴濃度，出現了負電荷區域。此區域就稱為P-N結的空間電荷區，正、負電荷區，形成了一個從N型半導體指向P型半導體的電場，稱為內建電場，又稱勢壘電場。由于此處的電阻特別高，也稱阻擋層。此電場對兩區多子的擴散有抵制作用，而對少子的漂移有幫助作用，直到擴散流等于漂移流時達到平衡，在界面兩側建立起穩定的內建電場。所謂擴散，是指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速運動，它的速度隨時間不斷地增加。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。像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。此現象的基本原因是這些粒子的無規則的熱速度。隨著擴散的進行，空間電荷區加寬，內電場增強，因為內電場的作用是阻礙多子擴散，促使少

子漂移，所以，當擴散運動與漂移運動達到動態平衡時，將形成穩定的P-N結（圖2.12）。P-N結很薄，結中電子和空穴都很少，但在靠近N型一邊有帶正電荷的離子，靠近P型一邊有帶負電荷的離子。由于空間電荷區內缺少載流子，所以又稱P-N結為耗盡層區。

圖2.12　半導體P-N 結的形成原理

當具有P-N結的半導體受到光照時，其中電子和空穴的數目增多，在結的局部電場作用下，P區的電子移到N區，N區的空穴移到P區，這樣在結的兩端就有電荷積累，形成電勢差。

2.1.5　P-N結的能帶結構

由于載流子的擴散和漂移，半導體中出現空間電荷區和內建電場，引起該部分的電勢U和相關空穴勢能（eV）或電子勢能（-eV）隨位置的改變，最終改變了P-N結處的能帶結構（圖2.13）。內建電場是從N型半導體指向P型半導體的，因此，沿著電場的方向，電勢從N型半導體到P型半導體逐漸變低，帶正電的空穴的勢能也逐漸降低，而帶負電的電子的勢能則逐漸升高。也就是說，空穴在N型半導體中的勢能高，在P型半導體中的勢能低。如果空穴從N型半導體移動到P型半導體，需要克服一個內建電場形成的“勢壘”；相反地，對電子而言，在N型半導體中的勢能低，在P型半導體中的勢能高，如果從N型半導體移動到P型半導體，則需要克服一個“勢壘”。

圖2.13　熱平衡下P-N結模型及能帶圖

當N型半導體和P型半導體材料組成P-N結時，由于空間電荷區導致的電場，在P-N結處能帶發生扭曲，此時導帶底能級、價帶頂能級、本征費米能級和缺陷能級都發生了相同幅度的彎曲。但是，在平衡時，N型半導體和P型半導體的費米能級是相同的。因此，在平衡P-N結的空間電荷區兩端的電勢差U就等于原來N型半導體和P型半導體的費米能級之差。由以上可知，P-N結的N型半導體、P型半導體的摻雜濃度越高，兩者的費米能級相差越大，禁帶越寬，P-N結的接觸電勢差U就越大。

2.1.6　P-N結能帶與接觸電勢差

在熱平衡條件下，結區有統一的費米能級E_F，在遠離結區的部位，與結形成前狀態相同。

當N型、P型半導體單獨存在時，E_FN與E_FP有一定差值。當N型與P型半導體兩者緊密接觸時，電子要從費米能級高的一端向費米能級低的一端流動，空穴流動的方向相反。在內建電場作用下，E_FN將連同整個N區能帶一起下移，E_FP將連同整個P區能帶一起上移，直至將費米能級拉平為E_FN=E_FP，載流子停止流動為止。在結區這時導帶與價帶則發生相應的彎曲，形成勢壘。勢壘高度等于N型、P型半導體單獨存在時費米能級之差：

qU_D=E_FN-E_FP　　

得

U_D=（E_FN-E_FP）/q　　

式中，q為電子電量；U_D為接觸電勢差或內建電勢。

對于在耗盡區以外的狀態：

U_D=（KT/q）ln（N_AN_D/）　　

式中，N_A、N_D、n_i分別為受主、施主、本征載流子濃度；K為玻爾茲曼常數；T為溫度。

可見U_D與摻雜濃度有關。在一定溫度下，P-N結兩邊摻雜濃度越高，U_D越大。禁帶寬的材料，n_i較小，故U_D也大。

2.1.7　光照下的P-N結

當P-N結受光照時，樣品對光子的本征吸收和非本征吸收都將產生光生載流子，但能引起光伏效應的只能是本征吸收所激發的少數載流子。因為P區產生的光生空穴，N區產生的光生電子屬多子，都被勢壘阻擋而不能過結。只有P區的光生電子和N區的光生空穴和結區的“電子-空穴對”（少子）擴散到結電場附近時能在內建電場作用下漂移過結（圖2.14）。光生電子被拉向N區，光生空穴被拉向P區，即“電子空穴對”被內建電場分離。這導致在N區邊界附近有光生電子積累，在P區邊界附近有光生空穴積累。它們產生一個與熱平衡P-N結的內建電場方向相反的光生電場，其方向由P區指向N區。此電場使勢壘降低，其減小量即光生電勢差，P端正，N端負。于是有結電流由P區流向N區，其方向與光生電流相反。

圖2.14　光激發半導體形成“電子-空穴對”示意圖

實際上，并非所產生的全部光生載流子都對光生電流有貢獻。設N區中空穴在壽命τ_p的時間內擴散距離為L_p，P區中電子在壽命τ_n的時間內擴散距離為L_n。L_n+L_p=L遠大于P-N結本身的寬度，所以可以認為在結附近平均擴散距離L內所產生的光生載流子都對光生電流有貢獻。而產生的位置距離結區超過L的“電子-空穴對”，在擴散過程中將全部復合掉，對P-N結光電效應無貢獻。

為了理解上述過程，我們簡單介紹一下載流子壽命、遷移率和擴散長度等概念。

載流子壽命是指非平衡載流子在復合前的平均生存時間。在熱平衡情況下，電子和空穴的產生率等于復合率，兩者的濃度維持平衡。在外界條件作用下（例如光照），將產生附加的非平衡載流子，即“電子-空穴對”；外界條件撤銷后，由于復合率大于產生率，非平衡載流子將逐漸復合消失掉，恢復到熱平衡態。非平衡載流子濃度隨時間的衰減規律一般服從指數關系。在半導體器件中非平衡少數載流子壽命簡稱少子壽命。

復合過程大致可分為兩種：電子在導帶和價帶之間直接躍遷，引起一對電子-空穴的消失，稱為直接復合；“電子-空穴對”也可能通過禁帶中的能級（復合中心）進行復合，稱為間接復合。每種半導體的少子壽命并不是取固定值，它將隨化學成分和晶體結構的不同而大幅度變化。遷移率是指載流子（電子和空穴）在單位電場作用下的平均漂移速度，即載流子在電場作用下運動速度的快慢的量度，運動得越快，遷移率越大；運動得越慢，遷移率越小。同一種半導體材料中，載流子類型不同，遷移率不同，一般是電子的遷移率高于空穴。在恒定電場的作用下，載流子的平均漂移速度只能取一定的數值，這意味著半導體中的載流子并不是不受任何阻力，不斷被加速的。事實上，載流子在其熱運動的過程中，不斷地與晶格、雜質、缺陷等發生碰撞，無規則地改變其運動方向，即發生了散射。無機晶體不是理想晶體，而有機半導體本質上是非晶態，所以存在著晶格散射、電離雜質散射等現象。

由于少數載流子存在一定的壽命，即少子壽命。因此，少數載流子在擴散的過程中，必將一邊擴散一邊復合，待走過一段距離后少數載流子也就消失了，走過的這一段也就是所謂擴散長度。

半導體對光的吸收主要由半導體材料的禁帶寬度所決定。對一定禁帶寬度的半導體，頻率小的低能量光子，半導體對它的吸光程度小，大部分光都能穿透；隨著頻率變高，吸收光的能力急劇增強。實際上，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，對某個波長的吸收系數就越小。除此以外，光的吸收還依賴于導帶、價帶的態密度。光為價帶電子提供能量，直接使它躍遷到導帶，在躍遷過程中，能量和動量守恒，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。反之，伴隨聲子的躍遷稱為間接躍遷。所以，制造太陽電池時，用直接躍遷型材料，即使厚度很薄，也能充分地吸收太陽光，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，作為太陽電池必要的厚度，并不是僅僅由吸收系數來決定的，還與少數載流子的壽命有關系，當半導體摻雜時，吸收系數將向高能量一側發生偏移。