Паходжанне фотаэлектрычнага эфекту ў звышправоднай кераміцы YBa2Cu3O6.96

Дзякуй за наведванне сайта nature.com. Вы карыстаецеся версіяй браўзера з абмежаванай падтрымкай CSS. Для найлепшага карыстання рэкамендуем выкарыстоўваць больш новую версію браўзера (або адключыць рэжым сумяшчальнасці ў Internet Explorer). Тым часам, каб забяспечыць бесперапынную падтрымку, мы адлюстроўваем сайт без стыляў і JavaScript.

Мы паведамляем пра выдатны фотаэлектрычны эфект у кераміцы YBa2Cu3O6.96 (YBCO) пры тэмпературы ад 50 да 300 K, выкліканы асвятленнем сінім лазерам, які непасрэдна звязаны са звышправоднасцю YBCO і мяжой паміж YBCO і металічным электродам. Пры пераходзе YBCO са звышправоднага ў рэзістыўны стан адбываецца змена палярнасці для напружання холостага ходу Voc і току кароткага замыкання Isc. Мы паказваем, што на мяжы паміж звышправодным і нармальным металам існуе электрычны патэнцыял, які забяспечвае сілу падзелу для фотаіндукаваных электронна-дзірачных пар. Гэты патэнцыял мяжы накіроўваецца ад YBCO да металічнага электрода, калі YBCO з'яўляецца звышправодным, і пераключаецца ў процілеглы кірунак, калі YBCO становіцца незвышправодным. Паходжанне патэнцыялу можна лёгка звязаць з эфектам блізкасці на мяжы паміж металам і звышправодным электродам, калі YBCO з'яўляецца звышправодным, і яго значэнне ацэньваецца ў ~10–8 мВ пры 50 К з інтэнсіўнасцю лазера 502 мВт/см2. Спалучэнне p-тыпу матэрыялу YBCO ў нармальным стане з n-тыпу матэрыялу Ag-пасты ўтварае квазі-pn пераход, які адказвае за фотаэлектрычныя ўласцівасці керамікі YBCO пры высокіх тэмпературах. Нашы вынікі могуць адкрыць шлях да новых ужыванняў фатонна-электронных прылад і праліць далейшае святло на эфект блізкасці на мяжы звышправаднік-метал.

Фотаіндукаванае напружанне ў высокатэмпературных звышправадніках было апісана ў пачатку 1990-х гадоў і з таго часу шырока даследуецца, аднак яго прырода і механізм застаюцца нявысветленымі1,2,3,4,5. Тонкія плёнкі YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8, у прыватнасці, інтэнсіўна вывучаюцца ў выглядзе фотаэлектрычных (ФЭ) элементаў з-за іх рэгуляванай энергетычнай забароненай шчыліны9,10,11,12,13. Аднак высокае супраціўленне падложкі заўсёды прыводзіць да нізкай эфектыўнасці пераўтварэння прылады і маскіруе асноўныя ФЭ ўласцівасці YBCO8. Тут мы паведамляем пра выдатны фотаэлектрычны эфект, выкліканы асвятленнем сінім лазерам (λ = 450 нм) у кераміцы YBa2Cu3O6.96 (YBCO) у дыяпазоне ад 50 да 300 К (Tc ~ 90 К). Мы паказваем, што ФЭ эфект непасрэдна звязаны са звышправоднасцю YBCO і прыродай мяжы паміж YBCO і металічным электродам. Пры пераходзе YBCO з звышправоднай фазы ў рэзістыўны стан адбываецца змена палярнасці напружання холостага ходу Voc і току кароткага замыкання Isc. Мяркуецца, што на мяжы звышправаднік-нармальны метал існуе электрычны патэнцыял, які забяспечвае сілу падзелу фотаіндукаваных электронна-дзірачных пар. Гэты патэнцыял мяжы накіроўваецца ад YBCO да металічнага электрода, калі YBCO з'яўляецца звышправодным, і пераключаецца ў процілеглы кірунак, калі ўзор становіцца незвышправодным. Паходжанне патэнцыялу можа быць натуральным чынам звязана з эфектам блізкасці14,15,16,17 на мяжы метал-звышправоднік, калі YBCO з'яўляецца звышправодным, і яго значэнне ацэньваецца ў ~10−8 мВ пры 50 K з інтэнсіўнасцю лазера 502 мВт/см2. Спалучэнне p-тыпу матэрыялу YBCO ў нармальным стане з n-тыпу матэрыялам Ag-паста ўтварае, хутчэй за ўсё, квазі-pn пераход, які адказвае за фотаэлектрычныя ўласцівасці керамікі YBCO пры высокіх тэмпературах. Нашы назіранні пралілі дадатковае святло на паходжанне фотаэфекту ў высокатэмпературнай звышправоднай кераміцы YBCO і адкрылі шлях для яго прымянення ў оптаэлектронных прыладах, такіх як хуткія пасіўныя дэтэктары святла і г.д.

На малюнках 1a–c паказаны характарыстыкі вольт-ампернай залежнасці (ВАХ) керамічнага ўзору YBCO пры тэмпературы 50 K. Без асвятлення святлом напружанне на ўзоры застаецца роўным нулю пры змене току, што і можна чакаць ад звышправоднага матэрыялу. Відавочны фотаэлектрычны эфект узнікае, калі лазерны прамень накіраваны на катод (мал. 1a): крывыя ВАХ, паралельныя восі I, рухаюцца ўніз з павелічэннем інтэнсіўнасці лазера. Відавочна, што нават пры адсутнасці току існуе адмоўнае фотаіндукаванае напружанне (часта называецца напружаннем холостага ходу Voc). Нулявы нахіл крывой ВАХ паказвае, што ўзор усё яшчэ з'яўляецца звышправодным пры лазерным асвятленні.

(a–c) і 300 K (e–g). Значэнні V(I) былі атрыманы шляхам змены току ад −10 мА да +10 мА ў вакууме. Для яснасці прадстаўлена толькі частка эксперыментальных дадзеных. a, Вольт-амперныя характарыстыкі YBCO, вымераныя з лазернай плямай, размешчанай на катодзе (i). Усе крывыя IV - гэта гарызантальныя прамыя лініі, якія паказваюць, што ўзор усё яшчэ з'яўляецца звышправодным пры лазерным апраменьванні. Крывая рухаецца ўніз з павелічэннем інтэнсіўнасці лазера, што паказвае на існаванне адмоўнага патэнцыялу (Voc) паміж двума падводамі напружання нават пры нулявым току. Крывыя IV застаюцца нязменнымі, калі лазер накіраваны ў цэнтр узору пры тэмпературы 50 K (b) або 300 K (f). Гарызантальная лінія рухаецца ўверх пры асвятленні анода (c). Схематычная мадэль пераходу метал-звышправаднік пры 50 K паказана на d. Вольт-амперныя характарыстыкі YBCO ў нармальным стане пры 300 K, вымераныя з лазерным праменем, накіраваным на катод і анод, прыведзены на e і g адпаведна. У адрозненне ад вынікаў пры 50 K, ненулявы нахіл прамых ліній паказвае, што YBCO знаходзіцца ў нармальным стане; значэнні Voc змяняюцца з інтэнсіўнасцю святла ў процілеглым кірунку, што сведчыць аб іншым механізме падзелу зарадаў. Магчымая структура інтэрфейсу пры 300 K паказана на hj. Рэальная карціна ўзору з правадамі.

Багаты кіслародам YBCO ў звышправодным стане можа паглынаць амаль увесь спектр сонечнага святла дзякуючы вельмі малой энергетычнай шчыліне (Eg)9,10, тым самым ствараючы электронна-дзіркавыя пары (e–h). Каб стварыць напружанне разамкнутага ланцуга Voc шляхам паглынання фатонаў, неабходна прасторава падзяліць фотагенераваныя eh пары, перш чым адбудзецца рэкамбінацыя18. Адмоўны Voc адносна катода і анода, як паказана на мал. 1i, сведчыць аб існаванні электрычнага патэнцыялу на мяжы паміж металам і звышправадніком, які пераносіць электроны да анода, а дзіркі — да катода. Калі гэта так, то павінен быць і патэнцыял, накіраваны ад звышправадніка да металічнага электрода на анодзе. Такім чынам, станоўчы Voc будзе атрыманы, калі асвятляецца вобласць узору паблізу анода. Акрамя таго, не павінна быць фотаіндукаваных напружанняў, калі лазерная пляма накіравана на вобласці, далёкія ад электродаў. Гэта, безумоўна, так, як відаць з мал. 1b,c!.

Калі светлавая пляма рухаецца ад катоднага электрода да цэнтра ўзору (на адлегласці каля 1,25 мм ад міжфазных паверхняў), пры павелічэнні інтэнсіўнасці лазера да максімальна даступнага значэння не назіраецца змяненняў крывых вольтампернай напругі (IV) і адсутнасці Voc (Voc). Натуральна, гэты вынік можна растлумачыць абмежаваным часам жыцця фотаіндукаваных носьбітаў і адсутнасцю сілы падзелу ва ўзоры. Электронна-дзіркавы пары могуць стварацца пры кожным асвятленні ўзору, але большая частка пар e–h будзе анігілявана, і фотаэлектрычны эфект не назіраецца, калі лазерная пляма трапляе на ўчасткі, далёка ад любога з электродаў. Пры перамяшчэнні лазернай плямы да анодных электродаў крывыя вольтампернай напругі, паралельныя восі I, рухаюцца ўверх з павелічэннем інтэнсіўнасці лазера (мал. 1c). Падобнае ўбудаванае электрычнае поле існуе ў пераходзе метал-звышправаднік на анодзе. Аднак на гэты раз металічны электрод падключаецца да станоўчага вываду тэставай сістэмы. Дзіркі, створаныя лазерам, праштурхоўваюцца да аноднага вываду, і такім чынам назіраецца станоўчы Voc. Прадстаўленыя тут вынікі даюць пераканаўчыя доказы таго, што сапраўды існуе памежны патэнцыял, які накіраваны ад звышправадніка да металічнага электрода.

Фотаэлектрычны эфект у кераміцы YBa2Cu3O6.96 пры тэмпературы 300 K паказаны на мал. 1e–g. Без асвятлення святлом крывая IV узору ўяўляе сабой прамую лінію, якая перасякае пачатак каардынат. Гэтая прамая лінія рухаецца ўверх паралельна зыходнай лініі з павелічэннем інтэнсіўнасці лазернага выпраменьвання на катодныя вывады (мал. 1e). Існуюць два гранічныя выпадкі, якія ўяўляюць цікавасць для фотаэлектрычнай прылады. Умова кароткага замыкання ўзнікае, калі V = 0. Ток у гэтым выпадку называецца токам кароткага замыкання (Isc). Другі гранічны выпадак - гэта ўмова размыкання ланцуга (Voc), якая ўзнікае, калі R→∞ або ток роўны нулю. На мал. 1e выразна відаць, што Voc дадатны і павялічваецца з павелічэннем інтэнсіўнасці святла, у адрозненне ад выніку, атрыманага пры 50 K; у той час як адмоўны Isc павялічваецца па велічыні з асвятленнем святлом, што з'яўляецца тыповай паводзінай звычайных сонечных элементаў.

Падобным чынам, калі лазерны прамень накіраваны на ўчасткі, размешчаныя далёка ад электродаў, крывая V(I) не залежыць ад інтэнсіўнасці лазера, і фотаэлектрычны эфект не назіраецца (мал. 1f). Падобна вымярэнню пры 50 K, крывыя IV зрушваюцца ў процілеглым кірунку пры апраменьванні аноднага электрода (мал. 1g). Усе гэтыя вынікі, атрыманыя для гэтай паставой сістэмы YBCO-Ag пры 300 K з лазерным апраменьваннем у розных месцах узору, адпавядаюць патэнцыялу мяжы падзелу, процілегламу таму, які назіраецца пры 50 K.

Большасць электронаў кандэнсуецца ў купераўскіх парах у звышправодным YBCO ніжэй за тэмпературу пераходу Tc. У металічным электродзе ўсе электроны застаюцца ў адзіночнай форме. У наваколлі мяжы метал-звышправаднік існуе вялікі градыент шчыльнасці як для адзіночных электронаў, так і для купераўскіх пар. Адзінкавыя электроны з асноўнымі носьбітамі ў металічным матэрыяле будуць дыфузаваць у вобласць звышправадніка, тады як купераўскія пары з асноўнымі носьбітамі ў вобласці YBCO будуць дыфузаваць у вобласць металу. Паколькі купераўскія пары, якія нясуць больш зарадаў і маюць большую рухомасць, чым адзінкавыя электроны, дыфузуюць з YBCO ў вобласць металу, застаюцца станоўча зараджаныя атамы, што прыводзіць да ўзнікнення электрычнага поля ў вобласці прасторавага зараду. Кірунак гэтага электрычнага поля паказаны на схематычнай дыяграме, мал. 1d. Падаючае фатоннае асвятленне паблізу вобласці прасторавага зараду можа ствараць eh-пары, якія будуць раздзяляцца і выцякаць, ствараючы фотаток у зваротным кірунку зрушэння. Як толькі электроны выходзяць з убудаванага электрычнага поля, яны кандэнсуюцца ў пары і цякуць да іншага электрода без супраціву. У гэтым выпадку Voc мае адваротную палярнасць адносна зададзенай і мае адмоўнае значэнне, калі лазерны прамень накіроўваецца на вобласць вакол адмоўнага электрода. Па значэнні Voc можна ацаніць патэнцыял на мяжы падзелу: адлегласць паміж двума падводамі напружання d складае ~5 × 10⁻³ м, таўшчыня мяжы метал-звышправаднік, di, павінна быць таго ж парадку велічыні, што і даўжыня кагерэнтнасці звышправадніка YBCO (~1 нм)19,20, прыняўшы значэнне Voc = 0,03 мВ, патэнцыял Vms на мяжы метал-звышправаднік ацэньваецца як ~10⁻¹¹ В пры 50 К з інтэнсіўнасцю лазера 502 мВт/см², згодна з ураўненнем,

Мы хочам падкрэсліць, што фотаіндукаванае напружанне нельга растлумачыць фотатэрмічным эфектам. Эксперыментальна было ўстаноўлена, што каэфіцыент Зеебека звышправадніка YBCO складае Ss = 021. Каэфіцыент Зеебека для медных правадоў знаходзіцца ў дыяпазоне SCu = 0,34–1,15 мкВ/К3. Тэмпературу меднага дроту ў лазернай пляме можна павысіць на нязначную велічыню — 0,06 К, прычым максімальная інтэнсіўнасць лазера даступная пры 50 К. Гэта можа стварыць тэрмаэлектрычны патэнцыял 6,9 × 10⁻⁶ В, што на тры парадкі менш за Voc, атрыманы на мал. 1 (а). Відавочна, што тэрмаэлектрычны эфект занадта малы, каб растлумачыць эксперыментальныя вынікі. Фактычна, змяненне тэмпературы з-за лазернага апрамянення знікла б менш чым за адну хвіліну, таму ўкладам цеплавога эфекту можна смела ігнараваць.

Гэты фотаэлектрычны эфект YBCO пры пакаёвай тэмпературы паказвае, што тут задзейнічаны іншы механізм падзелу зарадаў. Звышправодны YBCO ў нармальным стане з'яўляецца матэрыялам p-тыпу з дзіркамі ў якасці носьбітаў зараду22,23, у той час як металічная срэбра-паста мае характарыстыкі матэрыялу n-тыпу. Падобна pn-пераходам, дыфузія электронаў у срэбнай пасце і дзірак у кераміцы YBCO будзе фарміраваць унутранае электрычнае поле, накіраванае на кераміку YBCO на мяжы падзелу (мал. 1h). Менавіта гэта ўнутранае поле забяспечвае сілу падзелу і прыводзіць да станоўчага Voc і адмоўнага Isc для сістэмы паста YBCO-Ag пры пакаёвай тэмпературы, як паказана на мал. 1e. Акрамя таго, Ag-YBCO можа ўтвараць p-тып Шоткі-пераход, які таксама прыводзіць да патэнцыялу на мяжы падзелу з такой жа палярнасцю, як у мадэлі, прадстаўленай вышэй24.

Для дэталёвага даследавання працэсу эвалюцыі фотаэлектрычных уласцівасцей падчас звышправоднага пераходу YBCO былі вымераны крывыя вольтампернай залежнасці (ВА) узору пры 80 K з абранай інтэнсіўнасцю лазера, якая асвятляе катодны электрод (мал. 2). Без лазернага апрамянення напружанне на ўзоры застаецца на нулі незалежна ад сілы току, што сведчыць аб звышправодным стане ўзору пры 80 K (мал. 2a). Падобна дадзеным, атрыманым пры 50 K, крывыя ВА, паралельныя восі I, рухаюцца ўніз з павелічэннем інтэнсіўнасці лазера, пакуль не будзе дасягнута крытычнае значэнне Pc. Вышэй за гэтую крытычную інтэнсіўнасць лазера (Pc) звышправаднік пераходзіць са звышправоднай фазы ў рэзістыўную фазу; напружанне пачынае павялічвацца з сілай току з-за з'яўлення супраціўлення ў звышправадніку. У выніку крывая ВА пачынае перасякацца з воссю I і воссю V, што спачатку прыводзіць да адмоўнага Voc і дадатнага Isc. Цяпер узор, здаецца, знаходзіцца ў асаблівым стане, у якім палярнасць Voc і Isc надзвычай адчувальная да інтэнсіўнасці святла; Пры вельмі малым павелічэнні інтэнсіўнасці святла Isc пераўтвараецца з дадатнага ў адмоўнае, а Voc — з адмоўнага ў дадатнае, праходзячы пачатак каардынат (высокая адчувальнасць фотаэлектрычных уласцівасцей, асабліва значэння Isc, да светлавога асвятлення больш выразна бачная на мал. 2b). Пры максімальнай даступнай інтэнсіўнасці лазера крывыя IV павінны быць паралельнымі адна адной, што сведчыць пра нармальны стан узору YBCO.

Цэнтр лазернай плямы размешчаны вакол катодных электродаў (гл. мал. 1i). а, крывыя вольтампернай пераменнай сілы (ВАХ) YBCO, апрамененага рознай інтэнсіўнасцю лазера. б (уверсе), залежнасць інтэнсіўнасці лазера ад напружання халастога ходу Voc і току кароткага замыкання Isc. Значэнні Isc не могуць быць атрыманы пры нізкай інтэнсіўнасці святла (< 110 мВт/см2), таму што крывыя ВАХ паралельныя восі I, калі ўзор знаходзіцца ў звышправодным стане. б (унізе), дыферэнцыяльнае супраціўленне як функцыя інтэнсіўнасці лазера.

Залежнасць Voc і Isc ад інтэнсіўнасці лазера пры тэмпературы 80 K паказана на мал. 2b (уверсе). Фотаэлектрычныя ўласцівасці можна абмеркаваць у трох дыяпазонах інтэнсіўнасці святла. Першая вобласць знаходзіцца паміж 0 і Pc, у якой YBCO з'яўляецца звышправодным, Voc адмоўны і памяншаецца (абсалютнае значэнне павялічваецца) з інтэнсіўнасцю святла і дасягае мінімуму пры Pc. Другая вобласць знаходзіцца ад Pc да іншай крытычнай інтэнсіўнасці P0, у якой Voc павялічваецца, а Isc памяншаецца з павелічэннем інтэнсіўнасці святла, і абодва дасягаюць нуля пры P0. Трэцяя вобласць знаходзіцца вышэй за P0, пакуль не будзе дасягнуты нармальны стан YBCO. Нягледзячы на ​​тое, што і Voc, і Isc змяняюцца з інтэнсіўнасцю святла гэтак жа, як і ў вобласці 2, яны маюць процілеглую палярнасць вышэй за крытычную інтэнсіўнасць P0. Значнасць P0 заключаецца ў тым, што фотаэлектрычны эфект адсутнічае, і механізм падзелу зарадаў якасна змяняецца ў гэтым канкрэтным пункце. Узор YBCO становіцца незвышправодным у гэтым дыяпазоне інтэнсіўнасці святла, але нармальны стан яшчэ не дасягнуты.

Відавочна, што фотаэлектрычныя характарыстыкі сістэмы цесна звязаны са звышправоднасцю YBCO і яго звышправодным пераходам. Дыферэнцыяльнае супраціўленне, dV/dI, YBCO паказана на мал. 2b (унізе) як функцыя інтэнсіўнасці лазера. Як ужо згадвалася раней, назапашаны электрычны патэнцыял на мяжы падзелу з-за дыфузіі купераўскіх пар паказвае ад звышправадніка да металу. Падобна таму, што назіраецца пры 50 K, фотаэлектрычны эфект узмацняецца са павелічэннем інтэнсіўнасці лазера ад 0 да Pc. Калі інтэнсіўнасць лазера дасягае значэння крыху вышэйшага за Pc, крывая IV пачынае нахіляцца і пачынае праяўляцца супраціўленне ўзору, але палярнасць патэнцыялу мяжы падзелу яшчэ не змяняецца. Уплыў аптычнага ўзбуджэння на звышправоднасць даследаваўся ў бачным або блізкім ІЧ-дыяпазоне. Хоць асноўны працэс заключаецца ў разбурэнні купераўскіх пар і разбурэнні звышправоднасці25,26, у некаторых выпадках пераход у звышправоднасць можа ўзмацняцца27,28,29, могуць нават узнікаць новыя фазы звышправоднасці30. Адсутнасць звышправоднасці ў кропцы Pc можна аднесці да фотаіндукаванага разрыву пары. У кропцы P0 патэнцыял на мяжы падзелу становіцца роўным нулю, што паказвае на тое, што шчыльнасць зарада з абодвух бакоў мяжы дасягае аднолькавага ўзроўню пры гэтай канкрэтнай інтэнсіўнасці асвятлення святлом. Далейшае павелічэнне інтэнсіўнасці лазернага выпраменьвання прыводзіць да разбурэння большай колькасці купераўскіх пар, і YBCO паступова ператвараецца назад у матэрыял p-тыпу. Замест дыфузіі электронаў і купераўскіх пар характарыстыка мяжы падзелу цяпер вызначаецца дыфузіяй электронаў і дзірак, што прыводзіць да змены палярнасці электрычнага поля ў мяжы падзелу і, адпаведна, да станоўчага Voc (параўнайце мал. 1d,h). Пры вельмі высокай інтэнсіўнасці лазернага выпраменьвання дыферэнцыяльнае супраціўленне YBCO насычаецца да значэння, якое адпавядае нармальнаму стану, і як Voc, так і Isc маюць тэндэнцыю лінейна змяняцца з інтэнсіўнасцю лазера (мал. 2b). Гэта назіранне паказвае, што лазернае апраменьванне YBCO ў нармальным стане больш не будзе змяняць яго супраціўленне і характарыстыкі мяжы звышправаднік-метал, а толькі павялічыць канцэнтрацыю электронна-дзірачных пар.

Для даследавання ўплыву тэмпературы на фотаэлектрычныя ўласцівасці сістэма метал-звышправаднік была апраменена на катодзе сінім лазерам інтэнсіўнасцю 502 мВт/см2. Крывыя вольт-амплітуды (ВАХ), атрыманыя пры выбраных тэмпературах паміж 50 і 300 К, прадстаўлены на мал. 3a. Напружанне халастога ходу Voc, ток кароткага замыкання Isc і дыферэнцыяльнае супраціўленне можна атрымаць з гэтых крывых ВАХ і паказаць на мал. 3b. Без святловага асвятлення ўсе крывыя ВАХ, вымераныя пры розных тэмпературах, праходзяць пачатак каардынат, як і чакалася (устаўка на мал. 3a). Характарыстыкі ВАХ рэзка змяняюцца з павышэннем тэмпературы, калі сістэма асвятляецца адносна моцным лазерным праменем (502 мВт/см2). Пры нізкіх тэмпературах крывыя ВАХ уяўляюць сабой прамыя лініі, паралельныя восі I, з адмоўнымі значэннямі Voc. Гэтая крывая рухаецца ўверх з павышэннем тэмпературы і паступова ператвараецца ў лінію з ненулявым нахілам пры крытычнай тэмпературы Tcp (мал. 3a (уверсе)). Здаецца, што ўсе крывыя ВАХ круцяцца вакол кропкі ў трэцім квадранце. Voc павялічваецца ад адмоўнага значэння да дадатнага, а Isc памяншаецца ад дадатнага да адмоўнага значэння. Вышэй за зыходную тэмпературу звышправоднага пераходу Tc для YBCO, крывая IV змяняецца з тэмпературай даволі па-рознаму (ніжняя частка мал. 3a). Па-першае, цэнтр кручэння крывых IV перамяшчаецца ў першы квадрант. Па-другое, Voc працягвае памяншацца, а Isc павялічваецца з павышэннем тэмпературы (верхняя частка мал. 3b). Па-трэцяе, нахіл крывых IV лінейна павялічваецца з тэмпературай, што прыводзіць да дадатнага тэмпературнага каэфіцыента супраціву для YBCO (ніжняя частка мал. 3b).

Тэмпературная залежнасць фотаэлектрычных характарыстык пастападобнай сістэмы YBCO-Ag пры лазерным асвятленні магутнасцю 502 мВт/см2.

Цэнтр лазернай плямы размешчаны вакол катодных электродаў (гл. мал. 1i). а, крывыя вольт-амплітуды (ВАХ), атрыманыя ад 50 да 90 К (уверсе) і ад 100 да 300 К (унізе) з крокам тэмпературы 5 К і 20 К адпаведна. Устаўка а паказвае характарыстыкі ВАХ пры некалькіх тэмпературах у цемры. Усе крывыя перасякаюць пачатковую кропку. б, напружанне халастога ходу Voc і ток кароткага замыкання Isc (уверсе) і дыферэнцыяльнае супраціўленне dV/dI YBCO (унізе) у залежнасці ад тэмпературы. Тэмпература пераходу ў звышправоднае становішча з нулём супраціўлення Tcp не пададзена, таму што яна занадта блізкая да Tc0.

На мал. 3b можна вылучыць тры крытычныя тэмпературы: Tcp, вышэй за якую YBCO становіцца незвышправодным; Tc0, пры якой і Voc, і Isc становяцца роўнымі нулю, і Tc, зыходная тэмпература пачатку звышправоднага пераходу YBCO без лазернага апрамянення. Ніжэй за Tcp ~ 55 K апраменены лазерам YBCO знаходзіцца ў звышправодным стане з адносна высокай канцэнтрацыяй купераўскіх пар. Эфект лазернага апрамянення заключаецца ў зніжэнні тэмпературы звышправоднага пераходу з нулявым супраціўленнем з 89 K да ~55 K (унізе мал. 3b) за кошт зніжэння канцэнтрацыі купераўскіх пар, а таксама стварэння фотаэлектрычнага напружання і току. Павышэнне тэмпературы таксама разбурае купераўскія пары, што прыводзіць да зніжэння патэнцыялу на мяжы падзелу. Такім чынам, абсалютнае значэнне Voc будзе памяншацца, хоць інтэнсіўнасць лазернага асвятлення будзе аднолькавай. Патэнцыял на мяжы падзелу будзе памяншацца з далейшым павышэннем тэмпературы і дасягне нуля пры Tc0. У гэтай асаблівай кропцы фотаэлектрычны эфект адсутнічае, таму што няма ўнутранага поля для падзелу фотаіндукаваных электронна-дзіркавых пар. Вышэй за гэтую крытычную тэмпературу адбываецца змена палярнасці патэнцыялу, паколькі шчыльнасць свабоднага зараду ў Ag пасце большая, чым у YBCO, і ён паступова пераходзіць назад у матэрыял p-тыпу. Тут мы хочам падкрэсліць, што змена палярнасці Voc і Isc адбываецца адразу пасля пераходу ў звышправодны стан з нулём супраціўленням, незалежна ад прычыны пераходу. Гэта назіранне ўпершыню выразна паказвае карэляцыю паміж звышправоднасцю і фотаэлектрычнымі эфектамі, звязанымі з патэнцыялам мяжы метал-звышправаднік. Характар ​​гэтага патэнцыялу на мяжы звышправаднік-нармальны метал быў прадметам даследаванняў на працягу апошніх некалькіх дзесяцігоддзяў, але застаецца шмат пытанняў, на якія яшчэ няма адказу. Вымярэнне фотаэлектрычнага эфекту можа аказацца эфектыўным метадам вывучэння дэталяў (такіх як яго сіла і палярнасць і г.д.) гэтага важнага патэнцыялу і, такім чынам, праліць святло на эфект блізкасці пры высокай тэмпературы звышправоднасці.

Далейшае павышэнне тэмпературы ад Tc0 да Tc прыводзіць да меншай канцэнтрацыі купераўскіх пар і павелічэння патэнцыялу мяжы падзелу і, адпаведна, да большага Voc. Пры Tc канцэнтрацыя купераўскіх пар становіцца роўнай нулю, і патэнцыял назапашвання на мяжы падзелу дасягае максімуму, што прыводзіць да максімальнага Voc і мінімальнага Isc. Хуткае павелічэнне Voc і Isc (абсалютнае значэнне) у гэтым дыяпазоне тэмператур адпавядае звышправоднаму пераходу, які пашыраецца ад ΔT ~ 3 K да ~34 K пад уздзеяннем лазернага апрамянення інтэнсіўнасцю 502 мВт/см2 (мал. 3b). У нармальных станах вышэй за Tc напружанне разамкнутага ланцуга Voc памяншаецца з тэмпературай (верхняя частка мал. 3b), падобна лінейнай паводзінам Voc для звычайных сонечных элементаў на аснове pn-пераходаў31,32,33. Нягледзячы на ​​тое, што хуткасць змены Voc з тэмпературай (−dVoc/dT), якая моцна залежыць ад інтэнсіўнасці лазера, значна меншая, чым у звычайных сонечных элементаў, тэмпературны каэфіцыент Voc для пераходу YBCO-Ag мае той жа парадак велічыні, што і ў сонечных элементаў. Ток уцечкі pn-пераходу для звычайнай сонечнай батарэі павялічваецца з павышэннем тэмпературы, што прыводзіць да памяншэння Voc па меры павышэння тэмпературы. Лінейныя крывыя вольт-амплітуды (ВАХ), якія назіраюцца для гэтай сістэмы Ag-звышправаднік, з-за, па-першае, вельмі малога патэнцыялу падзелу, а па-другое, злучэння двух гетэрапераходаў "спіна да спіны", абцяжарваюць вызначэнне току ўцечкі. Тым не менш, вельмі верагодна, што тая ж тэмпературная залежнасць току ўцечкі адказвае за паводзіны Voc, якія назіраюцца ў нашым эксперыменце. Згодна з вызначэннем, Isc - гэта ток, неабходны для стварэння адмоўнага напружання для кампенсацыі Voc, каб агульнае напружанне было роўна нулю. Па меры павышэння тэмпературы Voc памяншаецца, таму для стварэння адмоўнага напружання патрабуецца меншы ток. Акрамя таго, супраціўленне YBCO лінейна павялічваецца з тэмпературай вышэй за Tc (ніжняя частка мал. 3b), што таксама спрыяе меншаму абсалютнаму значэнню Isc пры высокіх тэмпературах.

Звярніце ўвагу, што вынікі, прадстаўленыя на мал. 2 і 3, атрыманы шляхам лазернага выпраменьвання вобласці вакол катодных электродаў. Вымярэнні таксама былі паўтораныя з лазернай плямай, размешчанай на анодзе, і назіраліся падобныя характарыстыкі вольт-амплітуды (ВАХ) і фотаэлектрычныя ўласцівасці, за выключэннем таго, што ў гэтым выпадку палярнасць Voc і Isc была адваротнай. Усе гэтыя дадзеныя прыводзяць да механізму фотаэлектрычнага эфекту, які цесна звязаны з паверхняй звышправаднік-метал.

Карацей кажучы, былі вымераны вольт-амперныя характарыстыкі апрамененай лазерам звышправоднай паста-сістэмы YBCO-Ag у залежнасці ад тэмпературы і інтэнсіўнасці лазера. У дыяпазоне тэмператур ад 50 да 300 K назіраўся значны фотаэлектрычны эфект. Устаноўлена, што фотаэлектрычныя ўласцівасці моцна карэлююць са звышправоднасцю керамікі YBCO. Змена палярнасці Voc і Isc адбываецца адразу пасля пераходу з фотаіндукаванага звышправоднага ў незвышправодны стан. Тэмпературная залежнасць Voc і Isc, вымераная пры фіксаванай інтэнсіўнасці лазера, таксама паказвае выразную змену палярнасці пры крытычнай тэмпературы, вышэй за якую ўзор становіцца рэзістыўным. Размяшчаючы лазерную пляму ў розных частках узору, мы паказваем, што на мяжы падзелу існуе электрычны патэнцыял, які забяспечвае сілу падзелу для фотаіндукаваных электронна-дзіркавых пар. Гэты патэнцыял падзелу накіроўваецца ад YBCO да металічнага электрода, калі YBCO з'яўляецца звышправодным, і пераключаецца ў процілеглы кірунак, калі ўзор становіцца незвышправодным. Паходжанне патэнцыялу можа быць натуральным чынам звязана з эфектам блізкасці на мяжы метал-звышправаднік, калі YBCO з'яўляецца звышправодным, і ацэньваецца ў ~10−8 мВ пры 50 K з інтэнсіўнасцю лазера 502 мВт/см2. Кантакт p-тыпу матэрыялу YBCO ў нармальным стане з n-тыпу матэрыялам Ag-паста ўтварае квазі-pn пераход, які адказвае за фотаэлектрычныя ўласцівасці керамікі YBCO пры высокіх тэмпературах. Вышэйзгаданыя назіранні праліваюць святло на фотаэлектрычны эфект у высокатэмпературнай звышправоднай кераміцы YBCO і адкрываюць шлях да новых прымяненняў у оптаэлектронных прыладах, такіх як хуткі пасіўны дэтэктар святла і дэтэктар аднаго фатона.

Эксперыменты па фотаэлектрычным эфекце былі праведзены на керамічным узоры YBCO таўшчынёй 0,52 мм і прамавугольнай формы памерам 8,64 × 2,26 мм2, асветленым бесперапынным сінім лазерам (λ = 450 нм) з памерам лазернай плямы радыусам 1,25 мм. Выкарыстанне аб'ёмнага, а не тонкаплёнкавага ўзору дазваляе вывучаць фотаэлектрычныя ўласцівасці звышправадніка без неабходнасці мець справу са складаным уплывам падложкі6,7. Больш за тое, аб'ёмны матэрыял можа быць спрыятлівым з-за яго простай працэдуры падрыхтоўкі і адносна нізкай кошту. Медныя правады кагеруюцца на ўзоры YBCO з сярэбранай пастай, утвараючы чатыры круглыя ​​электроды дыяметрам каля 1 мм. Адлегласць паміж двума электродамі напружання складае каля 5 мм. Хама-вольтаматычныя характарыстыкі ўзору вымяраліся з дапамогай вібрацыйнага магнітометра ўзору (VersaLab, Quantum Design) з кварцавым акном. Для атрымання крывых вольтаматычных характарыстык выкарыстоўваўся стандартны чатырохправадны метад. Адноснае размяшчэнне электродаў і лазернай плямы паказана на мал. 1i.

Як цытаваць гэты артыкул: Ян, Ф. і інш. Паходжанне фотаэлектрычнага эфекту ў звышправоднай кераміцы YBa2Cu3O6.96. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).

Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG & Testardi, LR. Забароненыя па сіметрыі лазерна-індукаваныя напружанні ў YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).

Квок, Х.С., Чжэн, Дж.П. і Донг, С.Ю. Паходжанне анамальнага фотаэлектрычнага сігналу ў Y-Ba-Cu-O. Phys. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).

Ван, Л.П., Лін, Дж.Л., Фэн, К.Р. і Ван, Г.В. Вымярэнне лазерна-індукаваных напружанняў звышправоднага Bi-Sr-Ca-Cu-O. Phys. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).

Тэйт, К.Л. і інш. Пераходныя лазерна-індукаваныя напружанні ў плёнках YBa2Cu3O7-x пры пакаёвай тэмпературы. J. Appl. Phys. 67, 4375–4376 (1990).

Квок, Х.С. і Чжэн, Дж.П. Анамальны фотаэлектрычны водгук у YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).

Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. & Hiroi, Z. Фотагенераваная інжэкцыя носьбітаў дзіркаў у YBa2Cu3O7−x у аксіднай гетэраструктуры. Appl. Phys. Lett. 85, 2950–2952 (2004).

Асакура, Д. і інш. Фотаэмісійнае даследаванне тонкіх плёнак YBa2Cu3Oy пры святловым асвятленні. Phys. Rev. Lett. 93, 247006 (2004).

Ян, Ф. і інш. Фотаэлектрычны эфект гетэрапераходу YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb, адпаленага пры розным парцыяльным ціску кіслароду. Mater. Lett. 130, 51–53 (2014).

Амінаў, Б.А. і інш. Двухшчыльная структура ў монакрышталях Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. J. Supercond. 7, 361–365 (1994).

Кабанаў, В.В., Дэмсар, Й., Падобнік, Б. і Міхайлавіч, Д. Дынаміка рэлаксацыі квазічасціц у звышправадніках з рознымі структурамі шчыліны: тэорыя і эксперыменты з YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).

Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ і Shen, BG Выпрамляльныя ўласцівасці гетэрапераходу YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb. Appl. Phys. Lett. 87, 222501 (2005).

Камарас, К., Портэр, К.Д., Дос, М.Г., Хер, С.Л. і Таннер, Д.Б. Эксітонскае паглынанне і звышправоднасць у YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. Lett. 59, 919–922 (1987).

Ю, Г., Хігер, А. Дж. і Стукі, Г. Часовая фотаіндукаваная праводнасць у паўправадніковых монакрышталях YBa2Cu3O6.3: пошук фотаіндукаванага металічнага стану і фотаіндукаванай звышправоднасці. Solid State Commun. 72, 345–349 (1989).

Макмілан, У. Л. Тунэльная мадэль эфекту звышправоднай блізкасці. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).

Герон, С. і інш. Эфект звышправоднай блізкасці, даследаваны на мезаскапічным маштабе даўжыні. Phys. Rev. Lett. 77, 3025–3028 (1996).

Анунцыата, Г. і Манске, Д. Эфект блізкасці з нецэнтрасіметрычнымі звышправаднікамі. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).

Qu, FM і інш. Моцны звышправодны эфект блізкасці ў гібрыдных структурах Pb-Bi2Te3. Sci. Rep. 2, 339 (2012).

Чапін, Д.М., Фуллер, К.С. і Пірсан, Г.Л. Новы крэмніевы фотаэлемент з p-n пераходам для пераўтварэння сонечнага выпраменьвання ў электрычную энергію. J. App. Phys. 25, 676–677 (1954).

Томімота, К. Уплыў прымешак на даўжыню звышправоднай кагерэнтнасці ў монакрышталях YBa2Cu3O6.9, легаваных Zn або Ni. Phys. Rev. B 60, 114–117 (1999).

Андо, Ю. і Сегава, К. Магнітасупраціўленне монакрышталяў YBa2Cu3Oy без двайнікоў у шырокім дыяпазоне легавання: анамальная залежнасць даўжыні кагерэнтнасці ад дзіркавага легавання. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).

Обертэлі, С. Д. і Купер, Дж. Р. Сістэматыка тэрмаэлектрычнай магутнасці высокатэмпературных аксідаў. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).

Сугай, С. і інш. Зрух імпульсу кагерэнтнага піка і LO-фаноннай моды ў залежнасці ад шчыльнасці носьбітаў у высокатэмпературных звышправадніках p-тыпу. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).

Нодзіма, Т. і інш. Аднаўленне дзірак і назапашванне электронаў у тонкіх плёнках YBa2Cu3Oy з выкарыстаннем электрахімічнага метаду: доказы металічнага стану n-тыпу. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).

Тунг, Р. Т. Фізіка і хімія вышыні бар'ера Шоткі. Appl. Phys. Lett. 1, 011304 (2014).

Сай-Халаш, Г.А., Чы, К.К., Дэнештайн, А. і Лангенберг, Д.Н. Эфекты дынамічнага разрыву знешніх пар у звышправодных плёнках. Phys. Rev. Lett. 33, 215–219 (1974).

Ніева, Г. і інш. Фотаіндукаванае ўзмацненне звышправоднасці. Appl. Phys. Lett. 60, 2159–2161 (1992).

Кудзінаў, В.І. і інш. Устойлівая фотаправоднасць у плёнках YBa2Cu3O6+x як метад фоталегіравання ў бок металічнай і звышправоднай фаз. Phys. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).

Манкоўскі, Р. і інш. Нелінейная дынаміка рашоткі як аснова для павышэння звышправоднасці ў YBa2Cu3O6.5. Nature 516, 71–74 (2014).

Фаўсці, Д. і інш. Святлоіндукаваная звышправоднасць у купраце з паласатым упарадкаваннем. Science 331, 189–191 (2011).

Эль-Адаві, М.К. і Аль-Нуайм, І.А. Тэмпературная функцыянальная залежнасць лятучых арганічных злучэнняў для сонечнага элемента ў залежнасці ад яго эфектыўнасці — новы падыход. Апрасненне 209, 91–96 (2007).

Вернан, С.М. і Андэрсан, У.А. Тэмпературныя эфекты ў крэмніевых сонечных элементах з бар'ерам Шоткі. Appl. Phys. Lett. 26, 707 (1975).

Katz, EA, Faiman, D. & Tuladhar, SM Тэмпературная залежнасць параметраў фотаэлектрычных прылад палімер-фулерэнавых сонечных элементаў у эксплуатацыйных умовах. J. Appl. Phys. 90, 5343–5350 (2002).

Гэтая праца была падтрымана Нацыянальным фондам прыродазнаўчых навук Кітая (грант № 60571063), праектамі фундаментальных даследаванняў правінцыі Хэнань, Кітай (грант № 122300410231).

Ф.Й. напісаў тэкст артыкула, а М.Й. падрыхтаваў керамічны ўзор YBCO. Ф.Й. і М.Й. правялі эксперымент і прааналізавалі вынікі. Ф.Г.К. кіраваў праектам і навуковай інтэрпрэтацыяй дадзеных. Усе аўтары рэцэнзавалі рукапіс.

Гэты твор распаўсюджваецца па міжнароднай ліцэнзіі Creative Commons Attribution 4.0. Выявы або іншыя матэрыялы трэціх асоб у гэтым артыкуле ўключаны ў ліцэнзію Creative Commons артыкула, калі іншае не пазначана ў спасылцы на аўтара; калі матэрыял не ўключаны ў ліцэнзію Creative Commons, карыстальнікам трэба будзе атрымаць дазвол ад уладальніка ліцэнзіі на яго ўзнаўленне. Каб праглядзець копію гэтай ліцэнзіі, наведайце http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/

Ян, Ф., Хан, М. і Чанг, Ф. Паходжанне фотаэлектрычнага эфекту ў звышправоднай кераміцы YBa2Cu3O6.96. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504

Адпраўляючы каментар, вы згаджаецеся выконваць нашы Умовы і Правілы супольнасці. Калі вы знойдзеце нешта абразлівае або неадпаведнае нашым умовам ці правілам, пазначце гэта як непрымальнае.