Původ fotovoltaického jevu v supravodivé keramice YBa2Cu3O6.96

Děkujeme za návštěvu webu nature.com. Používáte verzi prohlížeče s omezenou podporou CSS. Pro co nejlepší uživatelský zážitek doporučujeme používat novější prohlížeč (nebo vypnout režim kompatibility v prohlížeči Internet Explorer). Pro zajištění trvalé podpory mezitím zobrazujeme web bez stylů a JavaScriptu.

Popisujeme pozoruhodný fotovoltaický jev v keramice YBa2Cu3O6.96 (YBCO) mezi 50 a 300 K indukovaný ozářením modrým laserem, který přímo souvisí se supravodivostí YBCO a rozhraním YBCO-kovová elektroda. Při přechodu YBCO ze supravodivého do odporového stavu dochází k obrácení polarity napětí naprázdno Voc a zkratového proudu Isc. Ukazujeme, že na rozhraní supravodič-normální kov existuje elektrický potenciál, který poskytuje separační sílu pro fotoindukované elektron-děrové páry. Tento potenciál rozhraní směřuje z YBCO na kovovou elektrodu, když je YBCO supravodivý, a mění se na opačný směr, když se YBCO stane nesupravodivým. Původ potenciálu lze snadno přiřadit k efektu blízkosti na rozhraní kov-supravodič, když je YBCO supravodivý, a jeho hodnota se odhaduje na ~10–8 mV při 50 K s intenzitou laseru 502 mW/cm2. Kombinace materiálu YBCO typu p v normálním stavu s materiálem Ag-pasty typu n vytváří kvazi-pn přechod, který je zodpovědný za fotovoltaické chování keramiky YBCO při vysokých teplotách. Naše zjištění by mohla připravit cestu k novým aplikacím fotoelektronických zařízení a objasnit efekt blízkosti na rozhraní supravodič-kov.

Fotoindukované napětí ve vysokoteplotních supravodičích bylo popsáno na začátku 90. let a od té doby je rozsáhle zkoumáno, jeho povaha a mechanismus však zůstávají nejasné1,2,3,4,5. Zejména tenké filmy YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8 jsou intenzivně studovány ve formě fotovoltaických (FV) článků kvůli jejich nastavitelné energetické mezeře9,10,11,12,13. Vysoký odpor substrátu však vždy vede k nízké účinnosti přeměny zařízení a maskuje primární FV vlastnosti YBCO8. Zde uvádíme pozoruhodný fotovoltaický jev indukovaný ozářením modrým laserem (λ = 450 nm) v keramice YBa2Cu3O6.96 (YBCO) mezi 50 a 300 K (Tc ~ 90 K). Ukazujeme, že FV jev přímo souvisí se supravodivostí YBCO a povahou rozhraní YBCO-kovová elektroda. Dochází k obrácení polarity napětí naprázdno Voc a zkratového proudu Isc, když YBCO prochází přechodem ze supravodivé fáze do odporového stavu. Předpokládá se, že na rozhraní supravodič-normální kov existuje elektrický potenciál, který poskytuje separační sílu pro fotoindukované páry elektron-díra. Tento potenciál rozhraní směřuje z YBCO na kovovou elektrodu, když je YBCO supravodivý, a přepíná se na opačný směr, když se vzorek stane nesupravodivým. Původ potenciálu může být přirozeně spojen s efektem blízkosti14,15,16,17 na rozhraní kov-supravodič, když je YBCO supravodivý, a jeho hodnota se odhaduje na ~10−8 mV při 50 K s intenzitou laseru 502 mW/cm2. Kombinace materiálu typu p YBCO v normálním stavu s materiálem typu n Ag-pasta s největší pravděpodobností tvoří kvazi-pn přechod, který je zodpovědný za PV chování keramiky YBCO při vysokých teplotách. Naše pozorování dále osvětlují původ fotovoltaického efektu ve vysokoteplotní supravodivé keramice YBCO a otevírají cestu pro její využití v optoelektronických zařízeních, jako jsou rychlé pasivní detektory světla atd.

Obrázek 1a–c ukazuje voltaické charakteristiky (IV) keramického vzorku YBCO při 50 K. Bez osvětlení zůstává napětí na vzorku s proměnlivým proudem nulové, jak lze očekávat u supravodivého materiálu. Zřejmý fotovoltaický jev se objevuje, když je laserový paprsek namířen na katodu (obr. 1a): voltaické křivky rovnoběžné s osou I se pohybují dolů se zvyšující se intenzitou laseru. Je zřejmé, že i bez proudu existuje záporné fotoindukované napětí (často nazývané napětí naprázdno Voc). Nulový sklon voltaické křivky naznačuje, že vzorek je i pod laserovým osvětlením stále supravodivý.

(a–c) a 300 K (e–g). Hodnoty V(I) byly získány změnou proudu od −10 mA do +10 mA ve vakuu. Pro přehlednost je uvedena pouze část experimentálních dat. a, Volt-napěťové charakteristiky YBCO měřené s laserovým bodem umístěným na katodě (i). Všechny IV křivky jsou horizontální přímé čáry, což naznačuje, že vzorek je stále supravodivý i při laserovém ozáření. Křivka se pohybuje dolů se zvyšující se intenzitou laseru, což naznačuje, že mezi oběma napěťovými vodiči existuje záporný potenciál (Voc) i při nulovém proudu. IV křivky zůstávají nezměněny, když je laser namířen do středu vzorku při 50 K (b) nebo 300 K (f). Horizontální čára se pohybuje nahoru, když je anoda osvětlena (c). Schematický model spojení kov-supravodič při 50 K je znázorněn v d. Volt-napěťové charakteristiky YBCO v normálním stavu při 300 K měřené s laserovým paprskem namířeným na katodu a anodu jsou uvedeny v e a g. Na rozdíl od výsledků při 50 K, nenulový sklon přímek naznačuje, že YBCO je v normálním stavu; hodnoty Voc se mění s intenzitou světla v opačném směru, což naznačuje odlišný mechanismus separace náboje. Možná struktura rozhraní při 300 K je znázorněna na hj. Reálný obraz vzorku s vývody.

Kyslíkem bohatý YBCO v supravodivém stavu dokáže absorbovat téměř celé spektrum slunečního záření díky své velmi malé energetické mezeře (Eg)9,10, čímž vytváří elektronově-dírové páry (e–h). Pro vytvoření napětí naprázdno Voc absorpcí fotonů je nutné prostorově oddělit fotogenické eh páry předtím, než dojde k rekombinaci18. Záporná hodnota Voc vzhledem ke katodě a anodě, jak je znázorněno na obr. 1i, naznačuje, že na rozhraní kov-supravodič existuje elektrický potenciál, který vede elektrony k anodě a díry ke katodě. Pokud je tomu tak, měl by existovat také potenciál směřující ze supravodiče na kovovou elektrodu na anodě. V důsledku toho by se dosáhlo kladného Voc, pokud by byla osvětlena oblast vzorku v blízkosti anody. Navíc by nemělo docházet k žádným fotoindukovaným napětím, když je laserový bod namířen do oblastí daleko od elektrod. To je jistě pravda, jak je vidět z obr. 1b,c!.

Když se světelná skvrna pohybuje od katodové elektrody do středu vzorku (asi 1,25 mm od rozhraní), nelze pozorovat žádnou změnu IV křivek ani žádný Voc se zvyšující se intenzitou laseru na maximální dostupnou hodnotu (obr. 1b). Tento výsledek lze přirozeně připsat omezené životnosti fotoindukovaných nosičů a nedostatku separační síly ve vzorku. Elektron-děrové páry mohou vznikat vždy, když je vzorek osvětlen, ale většina párů e-h bude anihilována a není pozorován žádný fotovoltaický efekt, pokud laserová skvrna dopadne na oblasti daleko od kterékoli z elektrod. Při pohybu laserové skvrny k anodovým elektrodám se IV křivky rovnoběžné s osou I pohybují nahoru se zvyšující se intenzitou laseru (obr. 1c). Podobné vestavěné elektrické pole existuje ve spojení kov-supravodič na anodě. Kovová elektroda se však tentokrát připojuje ke kladnému vývodu testovacího systému. Díry vytvořené laserem jsou tlačeny ke kladnému vývodu anody, a proto je pozorován kladný Voc. Zde uvedené výsledky poskytují silný důkaz o existenci mezifázového potenciálu směřujícího od supravodiče k kovové elektrodě.

Fotovoltaický jev v keramice YBa2Cu3O6.96 při 300 K je znázorněn na Obr. 1e–g. Bez osvětlení je IV křivka vzorku přímkou ​​protínající počátek souřadnicové soustavy. Tato přímka se pohybuje nahoru rovnoběžně s původní křivkou se zvyšující se intenzitou laserového záření dopadajícího na katodové vývody (Obr. 1e). Existují dva limitní případy, které jsou pro fotovoltaické zařízení zajímavé. Zkratový stav nastává, když V = 0. Proud se v tomto případě označuje jako zkratový proud (Isc). Druhým limitním případem je stav otevřeného obvodu (Voc), který nastává, když R→∞ nebo je proud nulový. Obrázek 1e jasně ukazuje, že Voc je kladný a roste se zvyšující se intenzitou světla, na rozdíl od výsledku získaného při 50 K; zatímco záporný Isc se s osvětlením zvyšuje, což je typické chování normálních solárních článků.

Podobně, když je laserový paprsek namířen na oblasti daleko od elektrod, je křivka V(I) nezávislá na intenzitě laseru a nedochází k žádnému fotovoltaickému efektu (obr. 1f). Podobně jako při měření při 50 K se křivky IV posouvají opačným směrem, když je anodová elektroda ozařována (obr. 1g). Všechny tyto výsledky získané pro tento pastový systém YBCO-Ag při 300 K s laserem ozářeným v různých polohách vzorku jsou v souladu s potenciálem rozhraní opačným k potenciálu pozorovanému při 50 K.

Většina elektronů v supravodivém YBCO pod jeho teplotou přechodu Tc kondenzuje v Cooperových párech. V kovové elektrodě zůstávají všechny elektrony v singulární formě. V blízkosti rozhraní kov-supravodič existuje velký gradient hustoty jak pro singulární elektrony, tak pro Cooperovy páry. Singulární elektrony s většinovými nosiči v kovovém materiálu difundují do oblasti supravodiče, zatímco Cooperovy páry s většinovými nosiči v oblasti YBCO difundují do oblasti kovu. Protože Cooperovy páry nesoucí více nábojů a s větší mobilitou než singulární elektrony difundují z YBCO do oblasti kovu, kladně nabité atomy zůstávají pozadu, což vede k elektrickému poli v oblasti prostorového náboje. Směr tohoto elektrického pole je znázorněn na schématu Obr. 1d. Dopadající fotonové osvětlení v blízkosti oblasti prostorového náboje může vytvořit eh páry, které se oddělí a vyplaví, čímž se vytvoří fotoproud v opačném směru předpětí. Jakmile se elektrony dostanou z vestavěného elektrického pole, kondenzují se do párů a proudí k druhé elektrodě bez odporu. V tomto případě je Voc opačná k přednastavené polaritě a zobrazuje zápornou hodnotu, když laserový paprsek míří na oblast kolem záporné elektrody. Z hodnoty Voc lze odhadnout potenciál na rozhraní: vzdálenost mezi dvěma napěťovými vodiči d je ~5 × 10−3 m, tloušťka rozhraní kov-supravodič, di, by měla být stejného řádu jako koherenční délka supravodiče YBCO (~1 nm)19,20, vezměte hodnotu Voc = 0,03 mV, potenciál Vms na rozhraní kov-supravodič je vyhodnocen na ~10−11 V při 50 K s intenzitou laseru 502 mW/cm2 pomocí rovnice,

Chceme zde zdůraznit, že fotoindukované napětí nelze vysvětlit fototermálním jevem. Experimentálně bylo zjištěno, že Seebeckův koeficient supravodiče YBCO je Ss = 021. Seebeckův koeficient pro měděné přívodní dráty se pohybuje v rozmezí SCu = 0,34–1,15 μV/K3. Teplotu měděného drátu v laserovém bodě lze zvýšit o nepatrných 0,06 K s maximální intenzitou laseru dostupnou při 50 K. To by mohlo vytvořit termoelektrický potenciál 6,9 × 10−8 V, což je o tři řády menší než Voc získaný na obr. 1 (a). Je zřejmé, že termoelektrický jev je příliš malý na to, aby vysvětlil experimentální výsledky. Ve skutečnosti by teplotní změna v důsledku laserového ozáření zmizela za méně než jednu minutu, takže příspěvek tepelného jevu lze bezpečně ignorovat.

Tento fotovoltaický efekt YBCO při pokojové teplotě ukazuje, že se zde jedná o jiný mechanismus separace náboje. Supravodivý YBCO je v normálním stavu materiál typu p s děrami jako nosiči náboje22,23, zatímco kovová Ag-pasta má vlastnosti materiálu typu n. Podobně jako u pn přechodů, difúze elektronů ve stříbrné pastě a děr v keramice YBCO vytvoří vnitřní elektrické pole směřující ke keramice YBCO na rozhraní (obr. 1h). Právě toto vnitřní pole poskytuje separační sílu a vede ke kladnému Voc a zápornému Isc pro systém pasty YBCO-Ag při pokojové teplotě, jak je znázorněno na obr. 1e. Alternativně by Ag-YBCO mohl tvořit Schottkyho přechod typu p, který také vede k mezifázovému potenciálu se stejnou polaritou jako ve výše uvedeném modelu24.

Pro podrobný vývoj fotovoltaických vlastností během supravodivého přechodu YBCO byly měřeny voltaické křivky (IV) vzorku při 80 K s vybranými intenzitami laseru osvětlujícími katodovou elektrodu (obr. 2). Bez laserového ozáření se napětí na vzorku udržuje na nule bez ohledu na proud, což indikuje supravodivý stav vzorku při 80 K (obr. 2a). Podobně jako u dat získaných při 50 K se voltaické křivky rovnoběžné s osou I pohybují směrem dolů se zvyšující se intenzitou laseru, dokud není dosaženo kritické hodnoty Pc. Nad touto kritickou intenzitou laseru (Pc) supravodič prochází přechodem ze supravodivé fáze do odporové fáze; napětí začíná s proudem stoupat v důsledku vzniku odporu v supravodiči. V důsledku toho se voltaická křivka začíná protínat s osou I a osou V, což vede nejprve k zápornému Voc a kladnému Isc. Nyní se zdá, že vzorek je ve zvláštním stavu, ve kterém je polarita Voc a Isc extrémně citlivá na intenzitu světla; Při velmi malém zvýšení intenzity světla se Isc převádí z kladné na zápornou a Voc ze záporné na kladnou hodnotu, čímž prochází počátek souřadnicové soustavy (vysoká citlivost fotovoltaických vlastností, zejména hodnoty Isc, na světelné osvětlení je jasněji vidět na obr. 2b). Při nejvyšší dostupné intenzitě laseru by IV křivky měly být vzájemně rovnoběžné, což značí normální stav vzorku YBCO.

Střed laserového bodu je umístěn kolem katodových elektrod (viz obr. 1i). a, IV křivky YBCO ozářeného různými intenzitami laseru. b (nahoře), Závislost intenzity laseru na napětí naprázdno Voc a zkratovém proudu Isc. Hodnoty Isc nelze získat při nízké intenzitě světla (< 110 mW/cm2), protože IV křivky jsou rovnoběžné s osou I, když je vzorek v supravodivém stavu. b (dole), diferenciální odpor jako funkce intenzity laseru.

Závislost Voc a Isc na intenzitě laserového záření při 80 K je znázorněna na obr. 2b (nahoře). Fotovoltaické vlastnosti lze diskutovat ve třech oblastech intenzity světla. První oblast je mezi 0 a Pc, ve které je YBCO supravodivý, Voc je záporný a klesá (absolutní hodnota se zvyšuje) s intenzitou světla a dosahuje minima při Pc. Druhá oblast je od Pc do další kritické intenzity P0, ve které Voc roste, zatímco Isc klesá se zvyšující se intenzitou světla a obě dosahují nuly při P0. Třetí oblast je nad P0, dokud není dosaženo normálního stavu YBCO. Ačkoli se Voc i Isc mění s intenzitou světla stejným způsobem jako v oblasti 2, mají nad kritickou intenzitou P0 opačnou polaritu. Význam P0 spočívá v tom, že nedochází k žádnému fotovoltaickému efektu a mechanismus separace náboje se v tomto konkrétním bodě kvalitativně mění. Vzorek YBCO se v tomto rozsahu intenzity světla stává nesupravodivým, ale normálního stavu ještě není dosaženo.

Je zřejmé, že fotovoltaické vlastnosti systému úzce souvisí se supravodivostí YBCO a jeho supravodivým přechodem. Diferenciální odpor dV/dI YBCO je znázorněn na obr. 2b (dole) jako funkce intenzity laseru. Jak již bylo zmíněno, nahromaděný elektrický potenciál na rozhraní v důsledku difúze Cooperových párů ukazuje od supravodiče ke kovu. Podobně jako při 50 K se fotovoltaický jev zesiluje se zvyšující se intenzitou laseru od 0 do Pc. Když intenzita laseru dosáhne hodnoty mírně nad Pc, IV křivka se začne naklánět a začne se objevovat odpor vzorku, ale polarita mezifázového potenciálu se ještě nemění. Vliv optické excitace na supravodivost byl zkoumán ve viditelné nebo blízké infračervené oblasti. Zatímco základním procesem je rozbití Cooperových párů a zničení supravodivosti25,26, v některých případech lze zesílit supravodivý přechod27,28,29, a dokonce lze indukovat nové fáze supravodivosti30. Absenci supravodivosti v bodě Pc lze připsat fotoindukovanému rozbití páru. V bodě P0 se potenciál na rozhraní stává nulovým, což naznačuje, že hustota náboje na obou stranách rozhraní dosahuje při této konkrétní intenzitě světelného záření stejné úrovně. Další zvýšení intenzity laseru vede ke zničení více Cooperových párů a YBCO se postupně transformuje zpět na materiál typu p. Místo difúze elektronů a Cooperových párů je vlastnost rozhraní nyní určena difúzí elektronů a děr, což vede k obrácení polarity elektrického pole v rozhraní a následně ke kladnému Voc (viz obr. 1d,h). Při velmi vysoké intenzitě laseru se diferenciální odpor YBCO saturuje na hodnotu odpovídající normálnímu stavu a Voc i Isc mají tendenci se lineárně měnit s intenzitou laseru (obr. 2b). Toto pozorování ukazuje, že laserové ozáření YBCO v normálním stavu již nezmění jeho rezistivitu a vlastnosti rozhraní supravodič-kov, ale pouze zvýší koncentraci elektron-děrových párů.

Pro zkoumání vlivu teploty na fotovoltaické vlastnosti byl systém kov-supravodič ozářen na katodě modrým laserem o intenzitě 502 mW/cm2. IV křivky získané při vybraných teplotách mezi 50 a 300 K jsou uvedeny na obr. 3a. Z těchto IV křivek lze poté získat napětí naprázdno Voc, zkratový proud Isc a diferenciální odpor, které jsou znázorněny na obr. 3b. Bez osvětlení všechny IV křivky měřené při různých teplotách procházejí podle očekávání počátkem souřadnicové soustavy (vložka obr. 3a). IV charakteristiky se drasticky mění se zvyšující se teplotou, když je systém osvětlen relativně silným laserovým paprskem (502 mW/cm2). Při nízkých teplotách jsou IV křivky přímky rovnoběžné s osou I se zápornými hodnotami Voc. Tato křivka se s rostoucí teplotou posouvá nahoru a při kritické teplotě Tcp se postupně mění v linii s nenulovým sklonem (obr. 3a (nahoře)). Zdá se, že všechny IV charakteristiky rotují kolem bodu ve třetím kvadrantu. Voc se zvyšuje ze záporné hodnoty na kladnou, zatímco Isc klesá z kladné na zápornou hodnotu. Nad původní teplotou supravodivého přechodu Tc YBCO se křivka IV mění s teplotou poněkud odlišně (dole na obr. 3a). Za prvé, střed rotace křivek IV se přesouvá do prvního kvadrantu. Za druhé, Voc se s rostoucí teplotou neustále snižuje a Isc roste (horní část obr. 3b). Za třetí, sklon křivek IV lineárně roste s teplotou, což vede ke kladnému teplotnímu koeficientu odporu pro YBCO (dole na obr. 3b).

Teplotní závislost fotovoltaických charakteristik pastového systému YBCO-Ag při laserovém osvětlení o výkonu 502 mW/cm2.

Střed laserového bodu je umístěn kolem katodových elektrod (viz obr. 1i). a, IV křivky získané od 50 do 90 K (nahoře) a od 100 do 300 K (dole) s teplotním přírůstkem 5 K, respektive 20 K. Vložka a ukazuje IV charakteristiky při několika teplotách ve tmě. Všechny křivky protínají počáteční bod. b, napětí naprázdno Voc a zkratový proud Isc (nahoře) a diferenciální odpor dV/dI YBCO (dole) jako funkce teploty. Teplota přechodu do supravodivého stavu s nulovým odporem Tcp není uvedena, protože je příliš blízko Tc0.

Z obr. 3b lze rozpoznat tři kritické teploty: Tcp, nad kterou se YBCO stává nesupravodivým; Tc0, při které se Voc i Isc stanou nulovými, a Tc, původní teplota supravodivého přechodu YBCO bez laserového ozáření. Pod Tcp ~ 55 K je laserově ozářený YBCO v supravodivém stavu s relativně vysokou koncentrací Cooperových párů. Účinek laserového ozáření spočívá ve snížení teploty supravodivého přechodu s nulovým odporem z 89 K na ~55 K (dole na obr. 3b) snížením koncentrace Cooperových párů a zároveň produkcí fotovoltaického napětí a proudu. Zvyšující se teplota také rozkládá Cooperovy páry, což vede k nižšímu potenciálu na rozhraní. V důsledku toho se absolutní hodnota Voc zmenší, i když je aplikována stejná intenzita laserového osvětlení. Potenciál rozhraní se s dalším zvyšováním teploty zmenšuje a při Tc0 dosáhne nuly. V tomto bodě nedochází k žádnému fotovoltaickému efektu, protože neexistuje žádné vnitřní pole, které by oddělovalo fotoindukované elektron-děrové páry. Nad touto kritickou teplotou dochází k obrácení polarity potenciálu, protože hustota volného náboje v Ag pastě je větší než v YBCO, který se postupně přenáší zpět do materiálu typu p. Zde chceme zdůraznit, že k obrácení polarity Voc a Isc dochází bezprostředně po supravodivém přechodu s nulovým odporem, bez ohledu na příčinu přechodu. Toto pozorování poprvé jasně odhaluje korelaci mezi supravodivostí a fotovoltaickými jevy spojenými s potenciálem rozhraní kov-supravodič. Povaha tohoto potenciálu na rozhraní supravodič-normální kov je předmětem výzkumu již několik desetiletí, ale stále existuje mnoho otázek, které čekají na zodpovězení. Měření fotovoltaického jevu se může ukázat jako účinná metoda pro zkoumání detailů (jako je jeho síla a polarita atd.) tohoto důležitého potenciálu, a tím osvětlit efekt blízkosti vysokoteplotní supravodivosti.

Další zvýšení teploty z Tc0 na Tc vede k menší koncentraci Cooperových párů a zvýšení potenciálu rozhraní a následně k většímu Voc. Při Tc se koncentrace Cooperových párů stává nulovou a potenciál na rozhraní dosahuje maxima, což má za následek maximální Voc a minimální Isc. Rychlý nárůst Voc a Isc (absolutní hodnota) v tomto teplotním rozsahu odpovídá supravodivému přechodu, který je rozšířen z ΔT ~ 3 K na ~34 K laserovým ozářením o intenzitě 502 mW/cm2 (obr. 3b). V normálních stavech nad Tc klesá napětí naprázdno Voc s teplotou (horní část obr. 3b), podobně jako lineární chování Voc pro normální solární články založené na pn přechodech31,32,33. Ačkoli je rychlost změny Voc s teplotou (−dVoc/dT), která silně závisí na intenzitě laseru, mnohem menší než u normálních solárních článků, teplotní koeficient Voc pro přechod YBCO-Ag má stejný řád jako u solárních článků. Svodový proud pn přechodu pro normální solární článek se zvyšuje se zvyšující se teplotou, což vede k poklesu Voc s rostoucí teplotou. Lineární IV křivky pozorované pro tento systém Ag-supravodič, jednak kvůli velmi malému potenciálu rozhraní a jednak kvůli propojení dvou heteropřechodů zády k sobě, ztěžují stanovení svodového proudu. Nicméně se zdá velmi pravděpodobné, že stejná teplotní závislost svodového proudu je zodpovědná za chování Voc pozorované v našem experimentu. Podle definice je Isc proud potřebný k vytvoření záporného napětí pro kompenzaci Voc tak, aby celkové napětí bylo nulové. S rostoucí teplotou se Voc zmenšuje, takže k vytvoření záporného napětí je potřeba menší proud. Odpor YBCO se navíc lineárně zvyšuje s teplotou nad Tc (dole na obr. 3b), což také přispívá k menší absolutní hodnotě Isc při vysokých teplotách.

Všimněte si, že výsledky uvedené na obr. 2 a 3 byly získány laserovým ozářením oblasti kolem katodových elektrod. Měření byla také opakována s laserovým bodem umístěným na anodě a byly pozorovány podobné charakteristiky IV a fotovoltaické vlastnosti, s výjimkou obrácené polarity Voc a Isc. Všechna tato data vedou k mechanismu fotovoltaického jevu, který úzce souvisí s rozhraním supravodič-kov.

Stručně řečeno, byly měřeny voltaické charakteristiky (IV) laserem ozářeného supravodivého pastového systému YBCO-Ag jako funkce teploty a intenzity laseru. V teplotním rozsahu od 50 do 300 K byl pozorován pozoruhodný fotovoltaický efekt. Bylo zjištěno, že fotovoltaické vlastnosti silně korelují se supravodivostí keramiky YBCO. K obrácení polarity Voc a Isc dochází bezprostředně po fotoindukovaném přechodu ze supravodivého do nesupravodivého stavu. Teplotní závislost Voc a Isc měřená při pevné intenzitě laseru také ukazuje zřetelnou obrácení polarity při kritické teplotě, nad kterou se vzorek stává rezistivním. Umístěním laserové skvrny do různých částí vzorku ukazujeme, že na rozhraní existuje elektrický potenciál, který poskytuje separační sílu pro fotoindukované elektron-děrové páry. Tento mezifázový potenciál směřuje z YBCO na kovovou elektrodu, když je YBCO supravodivý, a přepíná se na opačný směr, když se vzorek stane nesupravodivým. Původ potenciálu může být přirozeně spojován s efektem blízkosti na rozhraní kov-supravodič, když je YBCO supravodivý, a odhaduje se na ~10−8 mV při 50 K s intenzitou laseru 502 mW/cm2. Kontakt materiálu typu p YBCO v normálním stavu s materiálem typu n Ag-pasta tvoří kvazi-pn přechod, který je zodpovědný za fotovoltaické chování keramiky YBCO při vysokých teplotách. Výše ​​uvedená pozorování osvětlují fotovoltaický efekt ve vysokoteplotní supravodivé keramice YBCO a otevírají cestu k novým aplikacím v optoelektronických zařízeních, jako jsou rychlý pasivní detektor světla a detektor jednotlivých fotonů.

Experimenty s fotovoltaickým jevem byly provedeny na keramickém vzorku YBCO o tloušťce 0,52 mm a obdélníkovém tvaru 8,64 × 2,26 mm2, osvětleném kontinuálním modrým laserem (λ = 450 nm) s velikostí laserové skvrny o poloměru 1,25 mm. Použití objemového vzorku namísto tenkovrstvého nám umožňuje studovat fotovoltaické vlastnosti supravodiče, aniž bychom se museli zabývat komplexním vlivem substrátu6,7. Navíc objemový materiál může být příznivý pro jeho jednoduchý postup přípravy a relativně nízké náklady. Měděné přívodní dráty jsou na vzorku YBCO koherentně naneseny stříbrnou pastou a tvoří čtyři kruhové elektrody o průměru přibližně 1 mm. Vzdálenost mezi dvěma napěťovými elektrodami je přibližně 5 mm. Voltmetrické charakteristiky vzorku byly měřeny pomocí vibračního magnetometru pro vzorky (VersaLab, Quantum Design) s křemenným krystalovým okénkem. Pro získání voltmetrických křivek byla použita standardní čtyřvodičová metoda. Vzájemné polohy elektrod a laserové skvrny jsou znázorněny na obr. 1i.

Jak citovat tento článek: Yang, F. a kol. Původ fotovoltaického jevu v supravodivé keramice YBa2Cu3O6.96. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).

Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG a Testardi, LR. Symetricky zakázaná laserově indukovaná napětí v YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).

Kwok, HS, Zheng, JP a Dong, SY. Původ anomálního fotovoltaického signálu v Y-Ba-Cu-O. Phys. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).

Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR a Wang, GW. Měření laserem indukovaných napětí supravodivého Bi-Sr-Ca-Cu-O. Phys. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).

Tate, KL a kol. Přechodná laserem indukovaná napětí ve vrstvách YBa2Cu3O7-x při pokojové teplotě. J. Appl. Phys. 67, 4375–4376 (1990).

Kwok, HS a Zheng, JP Anomální fotovoltaická odezva v YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).

Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. a Hiroi, Z. Injekce fotogenerovaných nosičů děr do YBa2Cu3O7−x v oxidové heterostruktuře. Appl. Phys. Lett. 85, 2950–2952 (2004).

Asakura, D. a kol. Studie fotoemise tenkých vrstev YBa2Cu3Oy za světelného osvětlení. Phys. Rev. Lett. 93, 247006 (2004).

Yang, F. a kol. Fotovoltaický efekt heterojunkce YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb žíhané za různých parciálních tlaků kyslíku. Mater. Lett. 130, 51–53 (2014).

Aminov, BA a kol. Dvou-gapová struktura v monokrystalech Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. J. Supercond. 7, 361–365 (1994).

Kabanov, VV, Demsar, J., Podobnik, B. a Mihailovic, D. Dynamika relaxace kvazičástic v supravodičích s různými strukturami mezer: Teorie a experimenty s YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).

Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ a Shen, BG. Usměrňovací vlastnosti heterojunkce YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb. Appl. Phys. Lett. 87, 222501 (2005).

Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL a Tanner, DB Excitonová absorpce a supravodivost v YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. Lett. 59, 919–922 (1987).

Yu, G., Heeger, AJ a Stucky, G. Přechodná fotoindukovaná vodivost v polovodičových monokrystalech YBa2Cu3O6.3: hledání fotoindukovaného kovového stavu a fotoindukované supravodivosti. Solid State Commun. 72, 345–349 (1989).

McMillan, WL Tunelovací model supravodivého proximity efektu. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).

Guéron, S. a kol. Supravodivý efekt blízkosti zkoumaný na mezoskopickém délkovém měřítku. Phys. Rev. Lett. 77, 3025–3028 (1996).

Annunziata, G. & Manske, D. Efekt blízkosti u necentrosymetrických supravodičů. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).

Qu, FM a kol. Silný supravodivý efekt blízkosti v hybridních strukturách Pb-Bi2Te3. Sci. Rep. 2, 339 (2012).

Chapin, DM, Fuller, CS a Pearson, GL. Nová křemíková fotocela s pn přechodem pro přeměnu slunečního záření na elektrickou energii. J. App. Phys. 25, 676–677 (1954).

Tomimoto, K. Vliv nečistot na supravodivou koherenční délku v monokrystalech YBa2Cu3O6.9 dopovaných Zn nebo Ni. Phys. Rev. B 60, 114–117 (1999).

Ando, ​​Y. a Segawa, K. Magnetorezistence monokrystalů YBa2Cu3Oy bez dvojčat v širokém rozsahu dopování: anomální závislost koherenční délky na dopování děr. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).

Obertelli, SD a Cooper, JR Systematika termoelektrické energie oxidů s vysokou teplotou. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).

Sugai, S. a kol. Posun hybnosti koherentního píku a fononového módu LO v závislosti na hustotě nosičů náboje v supravodičích s vysokou teplotou topení typu p. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).

Nojima, T. a kol. Redukce děr a akumulace elektronů v tenkých vrstvách YBa2Cu3Oy za použití elektrochemické techniky: Důkaz kovového stavu typu n. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).

Tung, RT Fyzika a chemie výšky Schottkyho bariéry. Appl. Phys. Lett. 1, 011304 (2014).

Sai-Halasz, GA, Chi, CC, Denenstein, A. a Langenberg, DN. Vliv dynamického rozbití externích párů v supravodivých vrstvách. Phys. Rev. Lett. 33, 215–219 (1974).

Nieva, G. a kol. Fotoindukované zvýšení supravodivosti. Appl. Phys. Lett. 60, 2159–2161 (1992).

Kudinov, VI a kol. Perzistentní fotovodivost ve vrstvách YBa2Cu3O6+x jako metoda fotodopování směrem ke kovovým a supravodivým fázím. Phys. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).

Mankowsky, R. a kol. Nelineární mřížková dynamika jako základ pro zvýšenou supravodivost v YBa2Cu3O6.5. Nature 516, 71–74 (2014).

Fausti, D. a kol. Světlem indukovaná supravodivost v proužkově uspořádaném kuprátu. Science 331, 189–191 (2011).

El-Adawi, MK a Al-Nuaim, IA. Teplotně-funkční závislost VOC pro solární článek ve vztahu k jeho účinnosti – nový přístup. Desalination 209, 91–96 (2007).

Vernon, SM a Anderson, WA. Teplotní vlivy v křemíkových solárních článcích se Schottkyho bariérou. Appl. Phys. Lett. 26, 707 (1975).

Katz, EA, Faiman, D. & Tuladhar, SM Teplotní závislost parametrů fotovoltaických zařízení polymer-fullerenových solárních článků za provozních podmínek. J. Appl. Phys. 90, 5343–5350 (2002).

Tato práce byla podpořena Národní nadací pro přírodní vědy Číny (grant č. 60571063) a Projekty základního výzkumu provincie Henan v Číně (grant č. 122300410231).

FY napsal text článku a MYH připravil keramický vzorek YBCO. FY a MYH provedli experiment a analyzovali výsledky. FGC vedl projekt a vědeckou interpretaci dat. Všichni autoři recenzovali rukopis.

Toto dílo je licencováno pod mezinárodní licencí Creative Commons Attribution 4.0. Obrázky nebo jiný materiál třetích stran v tomto článku jsou zahrnuty v licenci Creative Commons k danému článku, pokud není v odkazu na zdroj uvedeno jinak; pokud materiál není zahrnut pod licencí Creative Commons, uživatelé budou muset získat povolení od držitele licence k reprodukci materiálu. Chcete-li si prohlédnout kopii této licence, navštivte stránky http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/

Yang, F., Han, M. a Chang, F. Původ fotovoltaického jevu v supravodivé keramice YBa2Cu3O6.96. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504

Odesláním komentáře souhlasíte s dodržováním našich Podmínek a Pokynů pro komunitu. Pokud najdete něco urážlivého nebo co není v souladu s našimi podmínkami či pokyny, označte to prosím jako nevhodné.