Благодарим ви, че посетихте nature.com. Използвате версия на браузъра с ограничена поддръжка на CSS. За да получите най-добро изживяване, ви препоръчваме да използвате по-актуален браузър (или да изключите режима на съвместимост в Internet Explorer). Междувременно, за да осигурим непрекъсната поддръжка, показваме сайта без стилове и JavaScript.
Докладваме за забележителен фотоволтаичен ефект в керамика YBa2Cu3O6.96 (YBCO) между 50 и 300 K, индуциран от синьо лазерно облъчване, който е пряко свързан със свръхпроводимостта на YBCO и границата YBCO-метален електрод. Наблюдава се обръщане на полярността на напрежението на отворена верига Voc и тока на късо съединение Isc, когато YBCO претърпява преход от свръхпроводящо в резистивно състояние. Показваме, че съществува електрически потенциал на границата свръхпроводник-нормален метал, който осигурява силата на разделяне на фотоиндуцираните електрон-дупкови двойки. Този интерфейсен потенциал насочва от YBCO към металния електрод, когато YBCO е свръхпроводящ, и превключва в обратна посока, когато YBCO стане несвръхпроводящ. Произходът на потенциала може лесно да се свърже с ефекта на близост на границата метал-свръхпроводник, когато YBCO е свръхпроводящ, и неговата стойност се оценява на ~10–8 mV при 50 K с интензитет на лазера от 502 mW/cm2. Комбинацията от p-тип материал YBCO в нормално състояние с n-тип материал Ag-паста образува квази-pn преход, който е отговорен за фотоволтаичното поведение на YBCO керамиката при високи температури. Нашите открития могат да проправят пътя към нови приложения на фотонно-електронни устройства и да хвърлят допълнителна светлина върху ефекта на близост на границата свръхпроводник-метал.
Фотоиндуцираното напрежение във високотемпературни свръхпроводници е докладвано в началото на 90-те години на миналия век и оттогава е обстойно изследвано, но неговата природа и механизъм остават неясни1,2,3,4,5. Тънките филми на YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8, по-специално, са интензивно изучавани под формата на фотоволтаични (PV) клетки поради регулируемата им енергийна междина9,10,11,12,13. Високото съпротивление на субстрата обаче винаги води до ниска ефективност на преобразуване на устройството и маскира основните PV свойства на YBCO8. Тук докладваме забележителен фотоволтаичен ефект, индуциран от осветяване със син лазер (λ = 450 nm) в керамика YBa2Cu3O6.96 (YBCO) между 50 и 300 K (Tc ~ 90 K). Показваме, че PV ефектът е пряко свързан със свръхпроводимостта на YBCO и естеството на интерфейса YBCO-метален електрод. Наблюдава се обръщане на полярността на напрежението на отворена верига Voc и тока на късо съединение Isc, когато YBCO претърпява преход от свръхпроводяща фаза в резистивно състояние. Предполага се, че съществува електрически потенциал на границата между свръхпроводник и нормален метал, който осигурява силата на разделяне на фотоиндуцираните електрон-дупкови двойки. Този потенциал на границата на интерфейса се насочва от YBCO към металния електрод, когато YBCO е свръхпроводящ, и се превключва в обратна посока, когато пробата стане несвръхпроводяща. Произходът на потенциала може естествено да се свърже с ефекта на близост14,15,16,17 на границата между метал и свръхпроводник, когато YBCO е свръхпроводящ, и неговата стойност се оценява на ~10−8 mV при 50 K с интензитет на лазера от 502 mW/cm2. Комбинацията от p-тип материал YBCO в нормално състояние с n-тип материал Ag-паста образува, най-вероятно, квази-pn преход, който е отговорен за PV поведението на YBCO керамиката при високи температури. Нашите наблюдения хвърлят допълнителна светлина върху произхода на фотоволтаичния ефект във високотемпературната свръхпроводяща YBCO керамика и проправят пътя за приложението му в оптоелектронни устройства, като например бързи пасивни детектори на светлина и др.
Фигура 1a–c показва IV характеристиките на керамична проба YBCO при 50 K. Без светлинно осветяване, напрежението върху пробата остава нула с променящия се ток, както може да се очаква от свръхпроводящ материал. Очевиден фотоволтаичен ефект се появява, когато лазерният лъч е насочен към катода (фиг. 1a): IV кривите, успоредни на оста I, се движат надолу с увеличаване на интензитета на лазера. Очевидно е, че има отрицателно фотоиндуцирано напрежение дори без никакъв ток (често наричано напрежение на отворена верига Voc). Нулевият наклон на IV кривата показва, че пробата все още е свръхпроводяща при лазерно осветяване.
(a–c) и 300 K (e–g). Стойностите на V(I) са получени чрез промяна на тока от −10 mA до +10 mA във вакуум. За по-голяма яснота е представена само част от експерименталните данни. a, волт-амперни характеристики на YBCO, измерени с лазерно петно, разположено на катода (i). Всички IV криви са хоризонтални прави линии, което показва, че пробата все още е свръхпроводяща при лазерно облъчване. Кривата се движи надолу с увеличаване на интензитета на лазера, което показва, че съществува отрицателен потенциал (Voc) между двата напреженови проводника дори при нулев ток. IV кривите остават непроменени, когато лазерът е насочен към центъра на пробата при 50 K (b) или 300 K (f). Хоризонталната линия се движи нагоре, когато анодът е осветен (c). Схематичен модел на прехода метал-свръхпроводник при 50 K е показан в d. Волт-амперните характеристики на YBCO в нормално състояние при 300 K, измерени с лазерен лъч, насочен към катода и анода, са дадени съответно в e и g. За разлика от резултатите при 50 K, ненулевият наклон на правите линии показва, че YBCO е в нормално състояние; стойностите на Voc варират с интензитета на светлината в обратна посока, което показва различен механизъм за разделяне на заряда. Възможна структура на интерфейса при 300 K е изобразена на hj. Реалната картина на пробата с проводници.
Богатият на кислород YBCO в свръхпроводящо състояние може да абсорбира почти целия спектър от слънчева светлина поради много малката си енергийна междина (Eg)9,10, като по този начин създава електрон-дупкови двойки (e–h). За да се получи напрежение на отворена верига Voc чрез абсорбция на фотони, е необходимо пространствено да се разделят фотогенерираните eh двойки, преди да се случи рекомбинация18. Отрицателният Voc спрямо катода и анода, както е показано на Фиг. 1i, предполага, че съществува електрически потенциал през границата метал-свръхпроводник, който отвежда електроните към анода и дупките към катода. Ако случаят е такъв, трябва да има и потенциал, сочещ от свръхпроводника към металния електрод на анода. Следователно, би се получил положителен Voc, ако областта на пробата близо до анода е осветена. Освен това, не би трябвало да има фотоиндуцирани напрежения, когато лазерното петно е насочено към области, далеч от електродите. Това със сигурност е така, както може да се види от Фиг. 1b,c!.
Когато светлинното петно се премести от катодния електрод към центъра на пробата (на около 1,25 mm разстояние от интерфейсите), не се наблюдава промяна в IV кривите и не се наблюдава Voc с увеличаване на интензитета на лазера до максималната възможна стойност (фиг. 1b). Естествено, този резултат може да се припише на ограничения живот на фотоиндуцираните носители и липсата на сила на разделяне в пробата. Електрон-дупкови двойки могат да се създават винаги, когато пробата е осветена, но повечето от e-h двойките ще бъдат анихилирани и не се наблюдава фотоволтаичен ефект, ако лазерното петно попадне върху области, далеч от някой от електродите. Придвижвайки лазерното петно към анодните електроди, IV кривите, успоредни на оста I, се движат нагоре с увеличаване на интензитета на лазера (фиг. 1c). Подобно вградено електрическо поле съществува в прехода метал-свръхпроводник при анода. Този път обаче металният електрод се свързва с положителния извод на тестовата система. Дупките, създадени от лазера, се избутват към анодния извод и по този начин се наблюдава положителен Voc. Представените тук резултати предоставят убедителни доказателства, че наистина съществува интерфейсен потенциал, сочещ от свръхпроводника към металния електрод.
Фотоволтаичният ефект в керамиката YBa2Cu3O6.96 при 300 K е показан на Фиг. 1e–g. Без светлинно осветяване, IV кривата на пробата е права линия, пресичаща началото на координатната система. Тази права линия се движи нагоре успоредно на оригиналната с нарастващ интензитет на лазера, облъчващ катодните изводи (Фиг. 1e). Има два гранични случая от интерес за фотоволтаично устройство. Условието на късо съединение възниква, когато V = 0. Токът в този случай се нарича ток на късо съединение (Isc). Вторият граничен случай е условието на отворена верига (Voc), което възниква, когато R→∞ или токът е нула. Фигура 1e ясно показва, че Voc е положителен и се увеличава с увеличаване на интензитета на светлината, за разлика от резултата, получен при 50 K; докато се наблюдава увеличение на отрицателния Isc по величина със светлинно осветяване, типично поведение на нормалните слънчеви клетки.
По подобен начин, когато лазерният лъч е насочен към области, далеч от електродите, кривата V(I) е независима от интензитета на лазера и не се наблюдава фотоволтаичен ефект (фиг. 1f). Подобно на измерването при 50 K, IV кривите се движат в обратна посока, когато анодният електрод е облъчен (фиг. 1g). Всички тези резултати, получени за тази YBCO-Ag пастообразна система при 300 K с лазерно облъчена проба на различни позиции, са в съответствие с интерфейсен потенциал, противоположен на наблюдавания при 50 K.
Повечето електрони кондензират в куперовски двойки в свръхпроводящия YBCO под температурата му на преход Tc. Докато са в металния електрод, всички електрони остават в сингулярна форма. В близост до границата метал-свръхпроводник има голям градиент на плътност както за сингулярните електрони, така и за куперовските двойки. Сингулярните електрони с мажоритарни носители в металния материал ще дифундират в областта на свръхпроводника, докато куперовските двойки с мажоритарни носители в YBCO областта ще дифундират в металната област. Тъй като куперовските двойки, носещи повече заряди и имащи по-голяма мобилност от сингулярните електрони, дифундират от YBCO в металната област, положително заредените атоми остават, което води до електрическо поле в областта на пространствения заряд. Посоката на това електрическо поле е показана на схематичната диаграма Фиг. 1d. Падащото фотонно осветяване близо до областта на пространствения заряд може да създаде eh двойки, които ще бъдат разделени и изместени, произвеждайки фототок в посока на обратното отклонение. Веднага щом електроните излязат от вграденото електрическо поле, те се кондензират в двойки и текат към другия електрод без съпротивление. В този случай, Voc е противоположен на предварително зададената полярност и показва отрицателна стойност, когато лазерният лъч сочи към областта около отрицателния електрод. От стойността на Voc може да се оцени потенциалът на границата: разстоянието между двата напрежителните проводника d е ~5 × 10−3 m, дебелината на границата метал-свръхпроводник, di, трябва да е от същия порядък като кохерентната дължина на YBCO свръхпроводника (~1 nm)19,20, ако вземем стойността на Voc = 0.03 mV, потенциалът Vms на границата метал-свръхпроводник се оценява на ~10−11 V при 50 K с интензитет на лазера 502 mW/cm2, като се използва уравнението,
Тук искаме да подчертаем, че фотоиндуцираното напрежение не може да бъде обяснено с фототермичен ефект. Експериментално е установено, че коефициентът на Зеебек на свръхпроводника YBCO е Ss = 021. Коефициентът на Зеебек за медни проводници е в диапазона SCu = 0.34–1.15 μV/K3. Температурата на медния проводник в лазерното петно може да се повиши с малко количество от 0.06 K, като максималният интензитет на лазера е при 50 K. Това може да доведе до термоелектричен потенциал от 6.9 × 10−8 V, който е с три порядъка по-малък от Voc, получен на Фиг. 1 (а). Очевидно е, че термоелектричният ефект е твърде малък, за да обясни експерименталните резултати. Всъщност, температурната вариация, дължаща се на лазерното облъчване, би изчезнала за по-малко от една минута, така че приносът от топлинния ефект може безопасно да бъде пренебрегнат.
Този фотоволтаичен ефект на YBCO при стайна температура разкрива, че тук е замесен различен механизъм за разделяне на заряда. Свръхпроводящият YBCO в нормално състояние е p-тип материал с дупки като носител на заряд22,23, докато металната сребърна паста има характеристики на n-тип материал. Подобно на pn преходите, дифузията на електрони в сребърната паста и дупки в YBCO керамиката ще образува вътрешно електрическо поле, насочено към YBCO керамиката на границата на раздела (фиг. 1h). Именно това вътрешно поле осигурява силата на разделяне и води до положителен Voc и отрицателен Isc за системата YBCO-Ag паста при стайна температура, както е показано на фиг. 1e. Алтернативно, Ag-YBCO може да образува p-тип Шотки преход, който също води до интерфейсен потенциал със същата полярност, както в модела, представен по-горе24.
За да се изследва подробният процес на еволюция на фотоволтаичните свойства по време на свръхпроводящ преход на YBCO, бяха измерени IV криви на пробата при 80 K с избрани лазерни интензитети, осветяващи катодния електрод (фиг. 2). Без лазерно облъчване, напрежението в пробата се поддържа нула, независимо от тока, което показва свръхпроводящо състояние на пробата при 80 K (фиг. 2a). Подобно на данните, получени при 50 K, IV кривите, успоредни на оста I, се движат надолу с увеличаване на лазерния интензитет, докато се достигне критична стойност Pc. Над тази критична лазерна интензивност (Pc), свръхпроводникът претърпява преход от свръхпроводяща фаза към резистивна фаза; напрежението започва да се увеличава с тока поради появата на съпротивление в свръхпроводника. В резултат на това IV кривата започва да се пресича с оста I и оста V, което води до отрицателен Voc и положителен Isc в началото. Сега пробата изглежда е в специално състояние, при което полярността на Voc и Isc е изключително чувствителна към интензитета на светлината; При много малко увеличение на интензитета на светлината Isc се преобразува от положителна в отрицателна, а Voc - от отрицателна в положителна стойност, преминавайки началото на координатната система (високата чувствителност на фотоволтаичните свойства, особено стойността на Isc, към светлинното осветление може да се види по-ясно на Фиг. 2b). При най-високия наличен интензитет на лазера, IV кривите са успоредни една на друга, което показва нормалното състояние на YBCO пробата.
Центърът на лазерното петно е позициониран около катодните електроди (виж Фиг. 1i). a, IV криви на YBCO, облъчен с различни интензитети на лазера. b (горе), Зависимост на напрежението на отворена верига Voc и тока на късо съединение Isc от интензитета на лазера. Стойностите на Isc не могат да бъдат получени при нисък интензитет на светлината (< 110 mW/cm2), защото IV кривите са успоредни на оста I, когато пробата е в свръхпроводящо състояние. b (долу), диференциално съпротивление като функция на интензитета на лазера.
Зависимостта на Voc и Isc от интензитета на лазера при 80 K е показана на Фиг. 2b (горе). Фотоволтаичните свойства могат да бъдат разгледани в три области на интензитета на светлината. Първата област е между 0 и Pc, в която YBCO е свръхпроводящ, Voc е отрицателен и намалява (абсолютната стойност се увеличава) с интензитета на светлината и достига минимум при Pc. Втората област е от Pc до друг критичен интензитет P0, в който Voc се увеличава, докато Isc намалява с увеличаване на интензитета на светлината и двата достигат нула при P0. Третата област е над P0, докато се достигне нормално състояние на YBCO. Въпреки че и Voc, и Isc варират с интензитета на светлината по същия начин, както в област 2, те имат противоположна полярност над критичния интензитет P0. Значението на P0 се състои в това, че няма фотоволтаичен ефект и механизмът на разделяне на заряда се променя качествено в тази конкретна точка. YBCO пробата става несвръхпроводяща в този диапазон на интензитета на светлината, но нормалното състояние все още не е достигнато.
Ясно е, че фотоволтаичните характеристики на системата са тясно свързани със свръхпроводимостта на YBCO и неговия свръхпроводящ преход. Диференциалното съпротивление, dV/dI, на YBCO е показано на Фиг. 2b (долу) като функция на интензитета на лазера. Както бе споменато по-рано, натрупаният електрически потенциал в интерфейса, дължащ се на дифузионните точки на куперовите двойки, сочи от свръхпроводника към метала. Подобно на наблюдавания при 50 K, фотоволтаичният ефект се усилва с увеличаване на интензитета на лазера от 0 до Pc. Когато интензитетът на лазера достигне стойност малко над Pc, IV кривата започва да се накланя и съпротивлението на пробата започва да се появява, но полярността на потенциала на интерфейса все още не се променя. Ефектът на оптичното възбуждане върху свръхпроводимостта е изследван във видимата или близката инфрачервена област. Докато основният процес е да се разкъсат куперовите двойки и да се разруши свръхпроводимостта25,26, в някои случаи преходът към свръхпроводимост може да се засили27,28,29, дори могат да се индуцират нови фази на свръхпроводимост30. Липсата на свръхпроводимост при Pc може да се отдаде на фотоиндуцираното разкъсване на двойките. В точката P0, потенциалът на границата става нула, което показва, че плътността на заряда от двете страни на границата достига едно и също ниво при този конкретен интензитет на светлинно осветяване. По-нататъшното увеличаване на интензитета на лазера води до разрушаване на повече куперови двойки и YBCO постепенно се трансформира обратно в p-тип материал. Вместо дифузия на електрони и куперови двойки, характеристиката на границата сега се определя от дифузия на електрони и дупки, което води до обръщане на полярността на електрическото поле в границата и следователно до положителен Voc (сравнете Фиг. 1d,h). При много висок интензитет на лазера, диференциалното съпротивление на YBCO се насища до стойност, съответстваща на нормалното състояние, и както Voc, така и Isc са склонни да се променят линейно с интензитета на лазера (Фиг. 2b). Това наблюдение показва, че лазерното облъчване върху YBCO в нормално състояние вече няма да променя съпротивлението си и характеристиката на границата свръхпроводник-метал, а само ще увеличи концентрацията на електрон-дупковите двойки.
За да се изследва влиянието на температурата върху фотоволтаичните свойства, системата метал-свръхпроводник беше облъчена на катода със син лазер с интензитет 502 mW/cm2. IV кривите, получени при избрани температури между 50 и 300 K, са дадени на Фиг. 3a. Напрежението на отворена верига Voc, токът на късо съединение Isc и диференциалното съпротивление могат да бъдат получени от тези IV криви и са показани на Фиг. 3b. Без светлинно осветяване, всички IV криви, измерени при различни температури, преминават началото на координатната система, както се очаква (вложка на Фиг. 3a). IV характеристиките се променят драстично с повишаване на температурата, когато системата е осветена от относително силен лазерен лъч (502 mW/cm2). При ниски температури IV кривите са прави линии, успоредни на оста I с отрицателни стойности на Voc. Тази крива се движи нагоре с повишаване на температурата и постепенно се превръща в линия с ненулев наклон при критична температура Tcp (Фиг. 3a (горе)). Изглежда, че всички IV характеристични криви се въртят около точка в третия квадрант. Voc се увеличава от отрицателна стойност до положителна, докато Isc намалява от положителна до отрицателна стойност. Над първоначалната температура на свръхпроводящ преход Tc на YBCO, IV кривата се променя по доста различен начин с температурата (долната част на Фиг. 3a). Първо, центърът на въртене на IV кривите се премества в първия квадрант. Второ, Voc продължава да намалява, а Isc се увеличава с повишаване на температурата (горната част на Фиг. 3b). Трето, наклонът на IV кривите се увеличава линейно с температурата, което води до положителен температурен коефициент на съпротивление за YBCO (долната част на Фиг. 3b).
Температурна зависимост на фотоволтаичните характеристики за YBCO-Ag пастообразна система при лазерно облъчване с мощност 502 mW/cm2.
Центърът на лазерното петно е позициониран около катодните електроди (виж Фиг. 1i). a, IV криви, получени от 50 до 90 K (горе) и от 100 до 300 K (долу) с температурно увеличение съответно от 5 K и 20 K. Вложка a показва IV характеристики при няколко температури на тъмно. Всички криви пресичат началната точка. b, напрежение на отворена верига Voc и ток на късо съединение Isc (горе) и диференциалното съпротивление dV/dI на YBCO (долу) като функция на температурата. Температурата на свръхпроводящ преход с нулево съпротивление Tcp не е дадена, защото е твърде близка до Tc0.
От Фиг. 3b могат да се разпознаят три критични температури: Tcp, над която YBCO става несвръхпроводящ; Tc0, при която и Voc, и Isc стават нула, и Tc, първоначалната температура на свръхпроводящ преход на YBCO без лазерно облъчване. Под Tcp ~ 55 K, облъченият с лазер YBCO е в свръхпроводящо състояние с относително висока концентрация на куперови двойки. Ефектът от лазерното облъчване е да намали температурата на свръхпроводящ преход с нулево съпротивление от 89 K до ~55 K (долната част на Фиг. 3b) чрез намаляване на концентрацията на куперовите двойки, в допълнение към производството на фотоволтаично напрежение и ток. Повишаването на температурата също разрушава куперовите двойки, което води до по-нисък потенциал на границата на раздела. Следователно, абсолютната стойност на Voc ще стане по-малка, въпреки че се прилага същият интензитет на лазерно облъчване. Потенциалът на границата на раздела ще става все по-малък с по-нататъшното повишаване на температурата и ще достигне нула при Tc0. В тази специална точка няма фотоволтаичен ефект, защото няма вътрешно поле, което да разделя фотоиндуцираните електрон-дупкови двойки. Над тази критична температура настъпва обръщане на полярността на потенциала, тъй като плътността на свободния заряд в сребърната паста е по-голяма от тази в YBCO, която постепенно се прехвърля обратно към p-тип материал. Тук искаме да подчертаем, че обръщането на полярността на Voc и Isc настъпва веднага след свръхпроводящия преход с нулево съпротивление, независимо от причината за прехода. Това наблюдение разкрива ясно, за първи път, корелацията между свръхпроводимостта и фотоволтаичните ефекти, свързани с потенциала на границата метал-свръхпроводник. Характерът на този потенциал на границата свръхпроводник-нормален метал е фокус на изследванията през последните няколко десетилетия, но все още има много въпроси, на които чакат отговор. Измерването на фотоволтаичния ефект може да се окаже ефективен метод за изследване на детайлите (като неговата сила, полярност и др.) на този важен потенциал и по този начин да хвърли светлина върху ефекта на близост на високотемпературната свръхпроводяща среда.
По-нататъшното повишаване на температурата от Tc0 до Tc води до по-малка концентрация на куперовите двойки и повишаване на потенциала на интерфейса, а следователно и до по-голям Voc. При Tc концентрацията на куперовите двойки става нула и потенциалът на натрупване на интерфейса достига максимум, което води до максимален Voc и минимален Isc. Бързото увеличение на Voc и Isc (абсолютна стойност) в този температурен диапазон съответства на свръхпроводящия преход, който се разширява от ΔT ~ 3 K до ~34 K чрез лазерно облъчване с интензитет 502 mW/cm2 (фиг. 3b). В нормалните състояния над Tc, напрежението на отворена верига Voc намалява с температурата (горната част на фиг. 3b), подобно на линейното поведение на Voc за нормални слънчеви клетки, базирани на pn преходи31,32,33. Въпреки че скоростта на промяна на Voc с температурата (−dVoc/dT), която зависи силно от интензитета на лазера, е много по-малка от тази на нормалните слънчеви клетки, температурният коефициент на Voc за прехода YBCO-Ag има същия порядък на величината като този на слънчевите клетки. Токът на утечка на pn преход за нормално устройство със слънчева клетка се увеличава с повишаване на температурата, което води до намаляване на Voc с повишаване на температурата. Линейните IV криви, наблюдавани за тази Ag-свръхпроводникова система, поради първо много малкия интерфейсен потенциал и второ, свързването „гръб до гръб“ на двата хетеропрехода, затрудняват определянето на тока на утечка. Въпреки това изглежда много вероятно същата температурна зависимост на тока на утечка да е отговорна за поведението на Voc, наблюдавано в нашия експеримент. Според дефиницията, Isc е токът, необходим за генериране на отрицателно напрежение, за да се компенсира Voc, така че общото напрежение да е нула. С повишаване на температурата Voc става по-малък, така че е необходим по-малко ток за генериране на отрицателно напрежение. Освен това, съпротивлението на YBCO се увеличава линейно с температура над Tc (долу на Фиг. 3b), което също допринася за по-малката абсолютна стойност на Isc при високи температури.
Обърнете внимание, че резултатите, показани на Фиг. 2 и 3, са получени чрез лазерно облъчване в областта около катодните електроди. Измерванията са повторени и с лазерно петно, позиционирано на анода, и са наблюдавани подобни IV характеристики и фотоволтаични свойства, с изключение на това, че в този случай полярността на Voc и Isc е обърната. Всички тези данни водят до механизъм за фотоволтаичния ефект, който е тясно свързан с границата между свръхпроводник и метал.
В обобщение, IV характеристиките на облъчена с лазер свръхпроводяща YBCO-Ag пастообразна система са измерени като функции на температурата и интензитета на лазера. Наблюдаван е забележителен фотоволтаичен ефект в температурния диапазон от 50 до 300 K. Установено е, че фотоволтаичните свойства силно корелират със свръхпроводимостта на YBCO керамиките. Обръщане на полярността на Voc и Isc настъпва веднага след фотоиндуцирания преход от свръхпроводящо към несвръхпроводящо състояние. Температурната зависимост на Voc и Isc, измерена при фиксиран интензитет на лазера, също показва отчетливо обръщане на полярността при критична температура, над която пробата става резистивна. Чрез локализиране на лазерното петно в различна част на пробата, ние показваме, че съществува електрически потенциал през интерфейса, който осигурява силата на разделяне на фотоиндуцираните електрон-дупкови двойки. Този интерфейсен потенциал насочва от YBCO към металния електрод, когато YBCO е свръхпроводящ, и превключва в обратна посока, когато пробата стане несвръхпроводяща. Произходът на потенциала може естествено да се свърже с ефекта на близост на границата метал-свръхпроводник, когато YBCO е свръхпроводящ и се оценява на ~10−8 mV при 50 K с интензитет на лазера от 502 mW/cm2. Контактът на p-тип материал YBCO в нормално състояние с n-тип материал Ag-паста образува квази-pn преход, който е отговорен за фотоволтаичното поведение на YBCO керамиката при високи температури. Горните наблюдения хвърлят светлина върху PV ефекта във високотемпературната свръхпроводяща YBCO керамика и проправят пътя към нови приложения в оптоелектронни устройства, като например бърз пасивен детектор на светлина и детектор на единични фотони.
Експериментите с фотоволтаичен ефект бяха проведени върху керамична проба от YBCO с дебелина 0,52 mm и правоъгълна форма 8,64 × 2,26 mm2, осветена с непрекъснат син лазер (λ = 450 nm) с размер на лазерното петно с радиус 1,25 mm. Използването на обемна, а не на тънкослойна проба ни позволява да изучаваме фотоволтаичните свойства на свръхпроводника, без да се налага да се справяме със сложното влияние на субстрата6,7. Освен това, обемният материал може да бъде благоприятен поради простата му процедура за приготвяне и относително ниската му цена. Медните проводници са кохерентни върху пробата от YBCO със сребърна паста, образувайки четири кръгли електрода с диаметър около 1 mm. Разстоянието между двата напреженови електрода е около 5 mm. IV характеристиките на пробата бяха измерени с помощта на вибрационен магнитометър за проба (VersaLab, Quantum Design) с кварцов кристален прозорец. За получаване на IV кривите беше използван стандартен четирипроводен метод. Относителните позиции на електродите и лазерното петно са показани на Фиг. 1i.
Как да цитирате тази статия: Yang, F. et al. Произход на фотоволтаичния ефект в свръхпроводяща керамика YBa2Cu3O6.96. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG & Testardi, LR Лазерно индуцирани напрежения със забранена симетрия в YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).
Kwok, HS, Zheng, JP & Dong, SY Произход на аномалния фотоволтаичен сигнал в Y-Ba-Cu-O. Phys. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).
Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR & Wang, GW. Измерване на лазерно индуцирани напрежения на свръхпроводящия Bi-Sr-Ca-Cu-O. Phys. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).
Tate, KL и др. Преходни лазерно-индуцирани напрежения в филми от YBa2Cu3O7-x при стайна температура. J. Appl. Phys. 67, 4375–4376 (1990).
Kwok, HS & Zheng, JP Аномален фотоволтаичен отклик в YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).
Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. & Hiroi, Z. Инжектиране на фотогенерирани носители на дупки в YBa2Cu3O7−x в оксидна хетероструктура. Appl. Phys. Lett. 85, 2950–2952 (2004).
Asakura, D. et al. Фотоемисионно изследване на тънки филми от YBa2Cu3Oy под светлинно облъчване. Phys. Rev. Lett. 93, 247006 (2004).
Yang, F. et al. Фотоволтаичен ефект на хетеропреход YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb, отгрят при различно парциално налягане на кислорода. Mater. Lett. 130, 51–53 (2014).
Аминов, Б.А. и др. Двупропусклива структура в монокристали Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. J. Supercond. 7, 361–365 (1994).
Кабанов, В. В., Демсар, Й., Подобник, Б. и Михайлович, Д. Динамика на квазичастичната релаксация в свръхпроводници с различни структури на междинните зони: Теория и експерименти върху YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).
Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ & Shen, BG. Ректификационни свойства на хетеропрехода YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb. Appl. Phys. Lett. 87, 222501 (2005).
Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL & Tanner, DB Екситонна абсорбция и свръхпроводимост в YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. Lett. 59, 919–922 (1987).
Yu, G., Heeger, AJ & Stucky, G. Преходна фотоиндуцирана проводимост в полупроводникови монокристали на YBa2Cu3O6.3: търсене на фотоиндуцирано метално състояние и на фотоиндуцирана свръхпроводимост. Solid State Commun. 72, 345–349 (1989).
Макмилан, У. Л. Тунелен модел на ефекта на свръхпроводяща близост. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).
Guéron, S. et al. Свръхпроводящ ефект на близост, изследван в мезоскопска скала на дължината. Phys. Rev. Lett. 77, 3025–3028 (1996).
Annunziata, G. & Manske, D. Ефект на близост при нецентросиметрични свръхпроводници. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM et al. Силен свръхпроводящ ефект на близост в хибридни структури Pb-Bi2Te3. Sci. Rep. 2, 339 (2012).
Чапин, Д.М., Фулър, К.С. и Пиърсън, Г.Л. Нова силициева фотоклетка с pn преход за преобразуване на слънчевата радиация в електрическа енергия. J. App. Phys. 25, 676–677 (1954).
Томимото, К. Влияние на примесите върху дължината на свръхпроводящата кохерентност в монокристали YBa2Cu3O6.9, легирани с Zn или Ni. Phys. Rev. B 60, 114–117 (1999).
Ando, Y. & Segawa, K. Магнитосъпротивление на монокристали YBa2Cu3Oy без двойник в широк диапазон на легиране: аномална зависимост на кохерентната дължина от дупковото легиране. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).
Obertelli, SD & Cooper, JR Систематика в термоелектрическата мощност на високотемпературни оксиди. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).
Сугай, С. и др. Зависимо от плътността на носителите изместване на импулса на кохерентния пик и LO фононния режим в p-тип свръхпроводници с висока температура на плазмата. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).
Ноджима, Т. и др. Редукция на дупки и натрупване на електрони в тънки филми YBa2Cu3Oy, използващи електрохимична техника: Доказателство за n-тип метално състояние. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).
Тунг, Р. Т. Физика и химия на височината на Шотки бариерата. Appl. Phys. Lett. 1, 011304 (2014).
Сай-Халас, Г.А., Чи, К.К., Денещайн, А. и Лангенберг, Д.Н. Ефекти от динамично външно разкъсване на двойки в свръхпроводящи филми. Phys. Rev. Lett. 33, 215–219 (1974).
Ниева, Г. и др. Фотоиндуцирано усилване на свръхпроводимостта. Appl. Phys. Lett. 60, 2159–2161 (1992).
Кудинов, В.И. и др. Устойчива фотопроводимост в YBa2Cu3O6+x филми като метод за фотодотиране към метални и свръхпроводящи фази. Phys. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).
Mankowsky, R. et al. Нелинейна динамика на решетката като основа за повишена свръхпроводимост в YBa2Cu3O6.5. Nature 516, 71–74 (2014).
Фаусти, Д. и др. Светлинно индуцирана свръхпроводимост в купрат с подредени ивици. Science 331, 189–191 (2011).
Ел-Адави, М.К. и Ал-Нуайм, И.А. Функционалната зависимост на летливите органични съединения (ЛОС) от температурата за слънчева клетка във връзка с нейната ефективност - нов подход. Обезсоляване 209, 91–96 (2007).
Върнън, С. М. и Андерсън, У. А. Температурни ефекти в силициеви слънчеви клетки с Шотки-бариера. Appl. Phys. Lett. 26, 707 (1975).
Katz, EA, Faiman, D. & Tuladhar, SM Температурна зависимост на параметрите на фотоволтаични устройства от полимер-фулеренови слънчеви клетки при експлоатационни условия. J. Appl. Phys. 90, 5343–5350 (2002).
Тази работа е подкрепена от Националната фондация за природни науки на Китай (грант № 60571063) и от Фундаменталните изследователски проекти на провинция Хенан, Китай (грант № 122300410231).
FY написа текста на статията, а MYH подготви керамичната проба YBCO. FY и MYH проведоха експеримента и анализираха резултатите. FGC ръководеше проекта и научната интерпретация на данните. Всички автори рецензираха ръкописа.
Това произведение е лицензирано под Creative Commons Attribution 4.0 International License. Изображенията или други материали на трети страни в тази статия са включени в лиценза Creative Commons на статията, освен ако не е посочено друго в линията за авторство; ако материалът не е включен в лиценза Creative Commons, потребителите ще трябва да получат разрешение от притежателя на лиценза, за да го възпроизведат. За да видите копие от този лиценз, посетете http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
Янг, Ф., Хан, М. и Чанг, Ф. Произход на фотоволтаичния ефект в свръхпроводяща керамика YBa2Cu3O6.96. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
С изпращането на коментар вие се съгласявате да спазвате нашите Условия и Правила на общността. Ако откриете нещо обидно или несъответстващо на нашите условия или насоки, моля, маркирайте го като неподходящо.
Време на публикуване: 22 април 2020 г.