Gracias por visitar nature.com. Estás utilizando una versión de navegador con soporte limitado para CSS. Para disfrutar de la mejor experiencia, te recomendamos usar un navegador más actualizado (o desactivar el modo de compatibilidad en Internet Explorer). Mientras tanto, para garantizar la compatibilidad continua, mostramos el sitio sin estilos ni JavaScript.
Informamos sobre un notable efecto fotovoltaico en cerámica de YBa2Cu3O6.96 (YBCO) entre 50 y 300 K inducido por iluminación láser azul, directamente relacionado con la superconductividad del YBCO y la interfaz entre el electrodo metálico y el YBCO. Se observa una inversión de polaridad en el voltaje de circuito abierto Voc y la corriente de cortocircuito Isc cuando el YBCO experimenta una transición del estado superconductor al resistivo. Demostramos la existencia de un potencial eléctrico a través de la interfaz superconductor-metal normal, que proporciona la fuerza de separación para los pares electrón-hueco fotoinducidos. Este potencial de interfaz se dirige del YBCO al electrodo metálico cuando el YBCO es superconductor y cambia de dirección cuando deja de serlo. El origen del potencial puede asociarse fácilmente con el efecto de proximidad en la interfaz metal-superconductor cuando el YBCO es superconductor, y su valor se estima en ~10–8 mV a 50 K con una intensidad láser de 502 mW/cm2. La combinación de un material tipo p, YBCO, en estado normal, con un material tipo n, pasta de plata, forma una unión cuasi-pn, responsable del comportamiento fotovoltaico de la cerámica de YBCO a altas temperaturas. Nuestros hallazgos podrían abrir el camino a nuevas aplicaciones de dispositivos fotoelectrónicos y arrojar más luz sobre el efecto de proximidad en la interfaz superconductor-metal.
El voltaje fotoinducido en superconductores de alta temperatura se reportó a principios de la década de 1990 y se ha investigado extensamente desde entonces, pero su naturaleza y mecanismo siguen sin estar claros1,2,3,4,5. Las películas delgadas de YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8, en particular, se estudian intensamente en forma de celda fotovoltaica (PV) debido a su brecha de energía ajustable9,10,11,12,13. Sin embargo, la alta resistencia del sustrato siempre conduce a una baja eficiencia de conversión del dispositivo y enmascara las propiedades fotovoltaicas primarias del YBCO8. Aquí reportamos un notable efecto fotovoltaico inducido por iluminación láser azul (λ = 450 nm) en cerámica de YBa2Cu3O6.96 (YBCO) entre 50 y 300 K (Tc ~ 90 K). Mostramos que el efecto fotovoltaico está directamente relacionado con la superconductividad del YBCO y la naturaleza de la interfaz YBCO-electrodo metálico. Se produce una inversión de polaridad en la tensión de circuito abierto Voc y la corriente de cortocircuito Isc cuando el YBCO experimenta una transición de la fase superconductora a un estado resistivo. Se propone que existe un potencial eléctrico a través de la interfaz superconductor-metal normal, que proporciona la fuerza de separación para los pares electrón-hueco fotoinducidos. Este potencial de interfaz se dirige desde el YBCO hacia el electrodo metálico cuando el YBCO es superconductor y cambia de dirección cuando la muestra deja de ser superconductora. El origen del potencial puede asociarse naturalmente con el efecto de proximidad14,15,16,17 en la interfaz metal-superconductor cuando el YBCO es superconductor, y su valor se estima en ~10−8 mV a 50 K con una intensidad láser de 502 mW/cm2. La combinación de un material de tipo p, YBCO en estado normal, con un material de tipo n, pasta de Ag, forma, muy probablemente, una unión cuasi-pn que es responsable del comportamiento fotovoltaico de las cerámicas de YBCO a altas temperaturas. Nuestras observaciones arrojan más luz sobre el origen del efecto fotovoltaico en cerámicas superconductoras de YBCO de alta temperatura y allanan el camino para su aplicación en dispositivos optoelectrónicos como detectores de luz pasivos rápidos, etc.
Las figuras 1a-c muestran las características I-V de la muestra cerámica de YBCO a 50 K. Sin iluminación, el voltaje a través de la muestra permanece en cero con la variación de la corriente, como es de esperar en un material superconductor. Se observa un claro efecto fotovoltaico cuando el haz láser incide sobre el cátodo (Fig. 1a): las curvas I-V paralelas al eje I se desplazan hacia abajo al aumentar la intensidad del láser. Es evidente que existe un voltaje fotoinducido negativo incluso sin corriente (a menudo denominado voltaje de circuito abierto Voc). La pendiente cero de la curva I-V indica que la muestra sigue siendo superconductora bajo iluminación láser.
(a–c) y 300 K (e–g). Los valores de V(I) se obtuvieron barriendo la corriente de −10 mA a +10 mA en vacío. Solo se presenta una parte de los datos experimentales para mayor claridad. a, Características corriente-voltaje de YBCO medidas con el punto láser posicionado en el cátodo (i). Todas las curvas IV son líneas rectas horizontales que indican que la muestra sigue siendo superconductora con la irradiación láser. La curva se mueve hacia abajo con el aumento de la intensidad del láser, lo que indica que existe un potencial negativo (Voc) entre los dos cables de voltaje incluso con corriente cero. Las curvas IV permanecen sin cambios cuando el láser se dirige al centro de la muestra a 50 K (b) o 300 K (f). La línea horizontal se mueve hacia arriba cuando se ilumina el ánodo (c). En d se muestra un modelo esquemático de la unión metal-superconductor a 50 K. Las características corriente-voltaje del YBCO en estado normal a 300 K, medidas con un haz láser apuntando al cátodo y al ánodo, se muestran en e y g respectivamente. A diferencia de los resultados a 50 K, la pendiente no nula de las líneas rectas indica que el YBCO se encuentra en estado normal; los valores de Voc varían con la intensidad de la luz en dirección opuesta, lo que indica un mecanismo de separación de carga diferente. En hj se muestra una posible estructura de interfaz a 300 K. Imagen real de la muestra con los contactos.
El YBCO rico en oxígeno en estado superconductor puede absorber casi todo el espectro de la luz solar debido a su muy pequeña brecha de energía (Eg)9,10, creando así pares electrón-hueco (e–h). Para producir un voltaje de circuito abierto Voc por absorción de fotones, es necesario separar espacialmente los pares e–h fotogenerados antes de que ocurra la recombinación18. El Voc negativo, con respecto al cátodo y al ánodo como se indica en la Fig. 1i, sugiere que existe un potencial eléctrico a través de la interfaz metal-superconductor, que arrastra los electrones hacia el ánodo y los huecos hacia el cátodo. Si este es el caso, también debería haber un potencial que apunte del superconductor al electrodo metálico en el ánodo. En consecuencia, se obtendría un Voc positivo si se ilumina el área de la muestra cercana al ánodo. Además, no debería haber voltajes fotoinducidos cuando el punto láser apunta a áreas alejadas de los electrodos. Ciertamente es el caso, como se puede ver en la Fig. 1b,c!.
Cuando el punto de luz se mueve desde el electrodo del cátodo hacia el centro de la muestra (a unos 1,25 mm de las interfaces), no se observa variación en las curvas I-V ni Voc al aumentar la intensidad del láser hasta el valor máximo disponible (Fig. 1b). Naturalmente, este resultado puede atribuirse a la vida útil limitada de los portadores fotoinducidos y a la falta de fuerza de separación en la muestra. Se pueden crear pares electrón-hueco cuando la muestra se ilumina, pero la mayoría de estos pares se aniquilan y no se observa ningún efecto fotovoltaico si el punto láser incide en áreas alejadas de cualquiera de los electrodos. Al mover el punto láser hacia los electrodos del ánodo, las curvas I-V paralelas al eje I se desplazan hacia arriba al aumentar la intensidad del láser (Fig. 1c). Existe un campo eléctrico interno similar en la unión metal-superconductor del ánodo. Sin embargo, en este caso, el electrodo metálico se conecta al terminal positivo del sistema de prueba. Los huecos producidos por el láser se desplazan hacia el terminal del ánodo y, por lo tanto, se observa un Voc positivo. Los resultados que se presentan aquí proporcionan pruebas contundentes de que, efectivamente, existe un potencial de interfaz que apunta desde el superconductor hacia el electrodo metálico.
El efecto fotovoltaico en cerámicas de YBa2Cu3O6.96 a 300 K se muestra en la Fig. 1e–g. Sin iluminación, la curva I-V de la muestra es una línea recta que pasa por el origen. Esta línea recta se mueve hacia arriba paralelamente a la original al aumentar la intensidad del láser que incide en los contactos del cátodo (Fig. 1e). Hay dos casos límite de interés para un dispositivo fotovoltaico. La condición de cortocircuito ocurre cuando V = 0. La corriente en este caso se denomina corriente de cortocircuito (Isc). El segundo caso límite es la condición de circuito abierto (Voc), que ocurre cuando R→∞ o la corriente es cero. La Figura 1e muestra claramente que Voc es positiva y aumenta con el aumento de la intensidad de la luz, en contraste con el resultado obtenido a 50 K; mientras que se observa una Isc negativa que aumenta en magnitud con la iluminación, un comportamiento típico de las células solares normales.
De manera similar, cuando el haz láser apunta a zonas alejadas de los electrodos, la curva V(I) es independiente de la intensidad del láser y no se observa ningún efecto fotovoltaico (Fig. 1f). Al igual que en la medición a 50 K, las curvas I-V se desplazan en sentido contrario al irradiar el electrodo del ánodo (Fig. 1g). Todos estos resultados, obtenidos para este sistema de pasta YBCO-Ag a 300 K con irradiación láser en diferentes posiciones de la muestra, son consistentes con un potencial de interfaz opuesto al observado a 50 K.
La mayoría de los electrones se condensan en pares de Cooper en el superconductor YBCO por debajo de su temperatura de transición Tc. En el electrodo metálico, todos los electrones permanecen en forma individual. Existe un gran gradiente de densidad tanto para los electrones individuales como para los pares de Cooper en las proximidades de la interfaz metal-superconductor. Los electrones individuales portadores mayoritarios en el material metálico se difunden en la región superconductora, mientras que los pares de Cooper portadores mayoritarios en la región de YBCO se difunden en la región metálica. A medida que los pares de Cooper, que transportan más carga y tienen mayor movilidad que los electrones individuales, se difunden desde el YBCO hacia la región metálica, quedan átomos con carga positiva, lo que genera un campo eléctrico en la región de carga espacial. La dirección de este campo eléctrico se muestra en el diagrama esquemático de la Fig. 1d. La iluminación con fotones incidentes cerca de la región de carga espacial puede crear pares de electrones que se separan y se desplazan, produciendo una fotocorriente en la dirección de polarización inversa. Tan pronto como los electrones salen del campo eléctrico interno, se condensan en pares y fluyen hacia el otro electrodo sin resistencia. En este caso, la Voc es opuesta a la polaridad preestablecida y muestra un valor negativo cuando el haz láser apunta al área alrededor del electrodo negativo. A partir del valor de Voc, se puede estimar el potencial a través de la interfaz: la distancia entre los dos cables de voltaje d es ~5 × 10−3 m, el espesor de la interfaz metal-superconductor, di, debe ser del mismo orden de magnitud que la longitud de coherencia del superconductor YBCO (~1 nm)19,20, tomando el valor de Voc = 0,03 mV, el potencial Vms en la interfaz metal-superconductor se evalúa en ~10−11 V a 50 K con una intensidad láser de 502 mW/cm2, usando la ecuación,
Queremos enfatizar que el voltaje fotoinducido no puede explicarse mediante el efecto fototérmico. Se ha establecido experimentalmente que el coeficiente de Seebeck del superconductor YBCO es Ss = 0,21. El coeficiente de Seebeck para los cables de cobre se encuentra en el rango de SCu = 0,34–1,15 μV/K3. La temperatura del cable de cobre en el punto del láser puede elevarse en una pequeña cantidad de 0,06 K con la máxima intensidad láser disponible a 50 K. Esto podría producir un potencial termoeléctrico de 6,9 × 10⁻⁸ V, que es tres órdenes de magnitud menor que el Voc obtenido en la Fig. 1 (a). Es evidente que el efecto termoeléctrico es demasiado pequeño para explicar los resultados experimentales. De hecho, la variación de temperatura debida a la irradiación láser desaparecería en menos de un minuto, por lo que la contribución del efecto térmico puede ignorarse con seguridad.
Este efecto fotovoltaico del YBCO a temperatura ambiente revela que interviene un mecanismo de separación de carga diferente. El YBCO superconductor en estado normal es un material de tipo p con huecos como portadores de carga22,23, mientras que la pasta metálica de Ag tiene características de un material de tipo n. De forma similar a las uniones pn, la difusión de electrones en la pasta de plata y huecos en la cerámica de YBCO formará un campo eléctrico interno que apunta hacia la cerámica de YBCO en la interfaz (Fig. 1h). Es este campo interno el que proporciona la fuerza de separación y conduce a un Voc positivo y un Isc negativo para el sistema de pasta de YBCO-Ag a temperatura ambiente, como se muestra en la Fig. 1e. Alternativamente, el Ag-YBCO podría formar una unión Schottky de tipo p que también conduce a un potencial de interfaz con la misma polaridad que en el modelo presentado anteriormente24.
Para investigar el proceso de evolución detallado de las propiedades fotovoltaicas durante la transición superconductora de YBCO, se midieron las curvas IV de la muestra a 80 K con intensidades de láser seleccionadas que iluminaban el electrodo del cátodo (Fig. 2). Sin irradiación láser, el voltaje a través de la muestra se mantiene en cero independientemente de la corriente, lo que indica el estado superconductor de la muestra a 80 K (Fig. 2a). De manera similar a los datos obtenidos a 50 K, las curvas IV paralelas al eje I se mueven hacia abajo con el aumento de la intensidad del láser hasta que se alcanza un valor crítico Pc. Por encima de esta intensidad crítica del láser (Pc), el superconductor experimenta una transición de una fase superconductora a una fase resistiva; el voltaje comienza a aumentar con la corriente debido a la aparición de resistencia en el superconductor. Como resultado, la curva IV comienza a intersecar con el eje I y el eje V, lo que conduce a un Voc negativo y un Isc positivo en un principio. Ahora la muestra parece estar en un estado especial en el que la polaridad de Voc e Isc es extremadamente sensible a la intensidad de la luz; Con un incremento mínimo en la intensidad de la luz, Isc pasa de valor positivo a negativo y Voc de negativo a positivo, pasando por el origen (la alta sensibilidad de las propiedades fotovoltaicas, en particular el valor de Isc, a la iluminación se puede apreciar con mayor claridad en la figura 2b). A la máxima intensidad láser disponible, las curvas I-V tienden a ser paralelas entre sí, lo que indica el estado normal de la muestra de YBCO.
El centro del punto láser se sitúa alrededor de los electrodos del cátodo (véase la figura 1i). a, Curvas I-V de YBCO irradiado con diferentes intensidades láser. b (arriba), Dependencia de la intensidad láser del voltaje de circuito abierto Voc y la corriente de cortocircuito Isc. Los valores de Isc no se pueden obtener a baja intensidad de luz (< 110 mW/cm²) porque las curvas I-V son paralelas al eje I cuando la muestra está en estado superconductor. b (abajo), Resistencia diferencial en función de la intensidad láser.
La dependencia de Voc e Isc con la intensidad del láser a 80 K se muestra en la Fig. 2b (arriba). Las propiedades fotovoltaicas se pueden analizar en tres regiones de intensidad de luz. La primera región se encuentra entre 0 y Pc, donde el YBCO es superconductor, Voc es negativo y disminuye (su valor absoluto aumenta) con la intensidad de luz, alcanzando un mínimo en Pc. La segunda región va desde Pc hasta otra intensidad crítica P0, donde Voc aumenta mientras que Isc disminuye con el aumento de la intensidad de luz, y ambos alcanzan cero en P0. La tercera región se encuentra por encima de P0 hasta que se alcanza el estado normal del YBCO. Si bien tanto Voc como Isc varían con la intensidad de luz de la misma manera que en la región 2, tienen polaridad opuesta por encima de la intensidad crítica P0. La importancia de P0 radica en que no hay efecto fotovoltaico y el mecanismo de separación de carga cambia cualitativamente en este punto. La muestra de YBCO deja de ser superconductora en este rango de intensidad de luz, pero aún no se ha alcanzado el estado normal.
Claramente, las características fotovoltaicas del sistema están estrechamente relacionadas con la superconductividad del YBCO y su transición superconductora. La resistencia diferencial, dV/dI, del YBCO se muestra en la Fig. 2b (abajo) en función de la intensidad del láser. Como se mencionó anteriormente, el potencial eléctrico interno en la interfaz debido a la difusión de pares de Cooper apunta del superconductor al metal. De manera similar a lo observado a 50 K, el efecto fotovoltaico se mejora con el aumento de la intensidad del láser de 0 a Pc. Cuando la intensidad del láser alcanza un valor ligeramente superior a Pc, la curva I-V comienza a inclinarse y la resistencia de la muestra comienza a aparecer, pero la polaridad del potencial de la interfaz aún no cambia. El efecto de la excitación óptica sobre la superconductividad se ha investigado en la región visible o del infrarrojo cercano. Si bien el proceso básico es romper los pares de Cooper y destruir la superconductividad25,26, en algunos casos la transición superconductora puede mejorarse27,28,29, e incluso se pueden inducir nuevas fases de superconductividad30. La ausencia de superconductividad en Pc puede atribuirse a la ruptura de pares fotoinducida. En el punto P0, el potencial a través de la interfaz se vuelve cero, lo que indica que la densidad de carga en ambos lados de la interfaz alcanza el mismo nivel bajo esta intensidad particular de iluminación. Un aumento adicional en la intensidad del láser resulta en la destrucción de más pares de Cooper y el YBCO se transforma gradualmente de nuevo en un material de tipo p. En lugar de la difusión de electrones y pares de Cooper, la característica de la interfaz ahora está determinada por la difusión de electrones y huecos, lo que conduce a una inversión de polaridad del campo eléctrico en la interfaz y, en consecuencia, a un Voc positivo (compárese con la Fig. 1d,h). A una intensidad de láser muy alta, la resistencia diferencial del YBCO se satura a un valor correspondiente al estado normal y tanto Voc como Isc tienden a variar linealmente con la intensidad del láser (Fig. 2b). Esta observación revela que la irradiación láser sobre el YBCO en estado normal ya no cambiará su resistividad ni la característica de la interfaz superconductor-metal, sino que solo aumentará la concentración de pares electrón-hueco.
Para investigar el efecto de la temperatura en las propiedades fotovoltaicas, el sistema metal-superconductor se irradió en el cátodo con un láser azul de intensidad 502 mW/cm². Las curvas I-V obtenidas a temperaturas seleccionadas entre 50 y 300 K se muestran en la Fig. 3a. A partir de estas curvas I-V se pueden obtener la tensión de circuito abierto Voc, la corriente de cortocircuito Isc y la resistencia diferencial, que se muestran en la Fig. 3b. Sin iluminación, todas las curvas I-V medidas a diferentes temperaturas pasan por el origen, como se esperaba (recuadro de la Fig. 3a). Las características I-V cambian drásticamente al aumentar la temperatura cuando el sistema se ilumina con un haz láser relativamente fuerte (502 mW/cm²). A bajas temperaturas, las curvas I-V son líneas rectas paralelas al eje I con valores negativos de Voc. Esta curva se mueve hacia arriba al aumentar la temperatura y se convierte gradualmente en una línea con una pendiente distinta de cero a una temperatura crítica Tcp (Fig. 3a (arriba)). Parece que todas las curvas características I-V giran alrededor de un punto en el tercer cuadrante. Voc aumenta de un valor negativo a uno positivo, mientras que Isc disminuye de un valor positivo a uno negativo. Por encima de la temperatura de transición superconductora original Tc del YBCO, la curva I-V cambia de forma bastante diferente con la temperatura (parte inferior de la Fig. 3a). En primer lugar, el centro de rotación de las curvas I-V se desplaza al primer cuadrante. En segundo lugar, Voc sigue disminuyendo e Isc aumentando con el incremento de la temperatura (parte superior de la Fig. 3b). En tercer lugar, la pendiente de las curvas I-V aumenta linealmente con la temperatura, lo que resulta en un coeficiente de temperatura de resistencia positivo para el YBCO (parte inferior de la Fig. 3b).
Dependencia de la temperatura de las características fotovoltaicas para el sistema de pasta YBCO-Ag bajo iluminación láser de 502 mW/cm2.
El centro del punto láser se posiciona alrededor de los electrodos del cátodo (ver Fig. 1i). a, Curvas IV obtenidas de 50 a 90 K (arriba) y de 100 a 300 K (abajo) con un incremento de temperatura de 5 K y 20 K, respectivamente. El recuadro a muestra las características IV a varias temperaturas en la oscuridad. Todas las curvas cruzan el punto de origen. b, Voltaje de circuito abierto Voc y corriente de cortocircuito Isc (arriba) y la resistencia diferencial, dV/dI, de YBCO (abajo) en función de la temperatura. La temperatura de transición superconductora de resistencia cero Tcp no se proporciona porque está demasiado cerca de Tc0.
En la figura 3b se pueden identificar tres temperaturas críticas: Tcp, por encima de la cual el YBCO deja de ser superconductor; Tc0, en la cual tanto Voc como Isc se anulan; y Tc, la temperatura de transición superconductora inicial del YBCO sin irradiación láser. Por debajo de Tcp ~ 55 K, el YBCO irradiado con láser se encuentra en estado superconductor con una concentración relativamente alta de pares de Cooper. El efecto de la irradiación láser es reducir la temperatura de transición superconductora de resistencia cero de 89 K a ~55 K (parte inferior de la figura 3b) al disminuir la concentración de pares de Cooper, además de generar voltaje y corriente fotovoltaicos. El aumento de la temperatura también provoca la ruptura de los pares de Cooper, lo que conduce a un potencial menor en la interfaz. En consecuencia, el valor absoluto de Voc disminuirá, aunque se aplique la misma intensidad de iluminación láser. El potencial de la interfaz se irá reduciendo progresivamente con el aumento de la temperatura hasta alcanzar cero en Tc0. En este punto específico no se observa efecto fotovoltaico debido a la ausencia de un campo interno que separe los pares electrón-hueco fotoinducidos. Por encima de esta temperatura crítica, se produce una inversión de polaridad del potencial, ya que la densidad de carga libre en la pasta de Ag es mayor que en el YBCO, la cual se transfiere gradualmente de nuevo a un material de tipo p. Cabe destacar que la inversión de polaridad de Voc e Isc se produce inmediatamente después de la transición superconductora de resistencia cero, independientemente de la causa de la transición. Esta observación revela claramente, por primera vez, la correlación entre la superconductividad y los efectos fotovoltaicos asociados al potencial de la interfaz metal-superconductor. La naturaleza de este potencial en la interfaz superconductor-metal normal ha sido objeto de investigación durante las últimas décadas, pero aún quedan muchas preguntas por responder. La medición del efecto fotovoltaico podría resultar un método eficaz para explorar los detalles (como su intensidad y polaridad, entre otros) de este importante potencial y, por lo tanto, esclarecer el efecto de proximidad superconductora a alta temperatura.
Un aumento adicional de la temperatura de Tc0 a Tc conduce a una menor concentración de pares de Cooper y un aumento en el potencial de la interfaz y, por consiguiente, a un Voc mayor. En Tc, la concentración de pares de Cooper se vuelve cero y el potencial interno en la interfaz alcanza un máximo, lo que resulta en un Voc máximo y un Isc mínimo. El rápido aumento de Voc e Isc (valor absoluto) en este rango de temperatura corresponde a la transición superconductora que se amplía de ΔT ~ 3 K a ~34 K por irradiación láser de intensidad 502 mW/cm2 (Fig. 3b). En los estados normales por encima de Tc, el voltaje de circuito abierto Voc disminuye con la temperatura (parte superior de la Fig. 3b), de forma similar al comportamiento lineal de Voc para células solares normales basadas en uniones pn31,32,33. Aunque la tasa de cambio de Voc con la temperatura (−dVoc/dT), que depende fuertemente de la intensidad del láser, es mucho menor que la de las células solares normales, el coeficiente de temperatura de Voc para la unión YBCO-Ag tiene el mismo orden de magnitud que el de las células solares. La corriente de fuga de una unión pn para un dispositivo de célula solar normal aumenta con el aumento de la temperatura, lo que lleva a una disminución de Voc a medida que aumenta la temperatura. Las curvas I-V lineales observadas para este sistema Ag-superconductor, debido primero al potencial de interfaz muy pequeño y segundo a la conexión espalda con espalda de las dos heterouniones, hace que sea difícil determinar la corriente de fuga. Sin embargo, parece muy probable que la misma dependencia de la temperatura de la corriente de fuga sea responsable del comportamiento de Voc observado en nuestro experimento. Según la definición, Isc es la corriente necesaria para producir un voltaje negativo para compensar Voc de modo que el voltaje total sea cero. A medida que aumenta la temperatura, Voc se hace menor de modo que se necesita menos corriente para producir el voltaje negativo. Además, la resistencia del YBCO aumenta linealmente con la temperatura por encima de Tc (parte inferior de la Fig. 3b), lo que también contribuye al menor valor absoluto de Isc a altas temperaturas.
Nótese que los resultados mostrados en las figuras 2 y 3 se obtuvieron mediante irradiación láser en la zona alrededor de los electrodos del cátodo. También se repitieron las mediciones con el punto láser situado en el ánodo, observándose características I-V y propiedades fotovoltaicas similares, con la única diferencia de que en este caso se invirtió la polaridad de Voc e Isc. Todos estos datos sugieren un mecanismo para el efecto fotovoltaico, estrechamente relacionado con la interfaz superconductor-metal.
En resumen, se midieron las características I-V del sistema de pasta superconductora YBCO-Ag irradiado con láser en función de la temperatura y la intensidad del láser. Se observó un notable efecto fotovoltaico en el rango de temperatura de 50 a 300 K. Se encontró que las propiedades fotovoltaicas se correlacionan fuertemente con la superconductividad de la cerámica YBCO. Una inversión de polaridad de Voc e Isc ocurre inmediatamente después de la transición fotoinducida de superconductividad a no superconductividad. La dependencia de la temperatura de Voc e Isc medida a intensidad de láser fija también muestra una clara inversión de polaridad a una temperatura crítica por encima de la cual la muestra se vuelve resistiva. Al ubicar el punto láser en diferentes partes de la muestra, mostramos que existe un potencial eléctrico a través de la interfaz, que proporciona la fuerza de separación para los pares electrón-hueco fotoinducidos. Este potencial de interfaz se dirige desde el YBCO hacia el electrodo metálico cuando el YBCO es superconductor y cambia a la dirección opuesta cuando la muestra se vuelve no superconductora. El origen del potencial puede asociarse naturalmente con el efecto de proximidad en la interfaz metal-superconductor cuando el YBCO es superconductor, y se estima en ~10⁻⁸ mV a 50 K con una intensidad láser de 502 mW/cm². El contacto de un material de tipo p, YBCO, en estado normal con un material de tipo n, pasta de plata, forma una unión cuasi-pn, responsable del comportamiento fotovoltaico de la cerámica de YBCO a altas temperaturas. Estas observaciones arrojan luz sobre el efecto fotovoltaico en cerámicas superconductoras de YBCO a alta temperatura y abren el camino a nuevas aplicaciones en dispositivos optoelectrónicos, como detectores de luz pasivos rápidos y detectores de fotones individuales.
Los experimentos de efecto fotovoltaico se realizaron en una muestra cerámica de YBCO de 0,52 mm de espesor y forma rectangular de 8,64 × 2,26 mm² e iluminada por un láser azul de onda continua (λ = 450 nm) con un tamaño de punto láser de 1,25 mm de radio. El uso de una muestra masiva en lugar de una película delgada nos permite estudiar las propiedades fotovoltaicas del superconductor sin tener que lidiar con la compleja influencia del sustrato6,7. Además, el material masivo podría ser propicio para su simple procedimiento de preparación y costo relativamente bajo. Los cables de cobre se adhieren a la muestra de YBCO con pasta de plata formando cuatro electrodos circulares de aproximadamente 1 mm de diámetro. La distancia entre los dos electrodos de voltaje es de aproximadamente 5 mm. Las características I-V de la muestra se midieron utilizando el magnetómetro de muestra de vibración (VersaLab, Quantum Design) con una ventana de cristal de cuarzo. Se empleó el método estándar de cuatro hilos para obtener las curvas I-V. Las posiciones relativas de los electrodos y el punto láser se muestran en la Fig. 1i.
Cómo citar este artículo: Yang, F. et al. Origen del efecto fotovoltaico en cerámicas superconductoras de YBa2Cu3O6.96. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG y Testardi, LR Voltajes inducidos por láser prohibidos por simetría en YBa2Cu3O7 . Phys. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).
Kwok, HS, Zheng, JP y Dong, SY Origen de la señal fotovoltaica anómala en Y-Ba-Cu-O. Phys. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).
Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR y Wang, GW Medición de voltajes inducidos por láser de Bi-Sr-Ca-Cu-O superconductor. Phys. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).
Tate, KL, et al. Voltajes transitorios inducidos por láser en películas a temperatura ambiente de YBa2Cu3O7-x . J. Appl. Phys. 67, 4375–4376 (1990).
Kwok, HS y Zheng, JP Respuesta fotovoltaica anómala en YBa2Cu3O7 . Phys. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).
Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. y Hiroi, Z. Inyección de portadores de huecos fotogenerados en YBa2Cu3O7−x en una heteroestructura de óxido. Appl. Phys. Lett. 85, 2950–2952 (2004).
Asakura, D. et al. Estudio de fotoemisión de películas delgadas de YBa2Cu3Oy bajo iluminación. Phys. Rev. Lett. 93, 247006 (2004).
Yang, F. et al. Efecto fotovoltaico de la heterounión YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb recocida a diferentes presiones parciales de oxígeno. Mater. Lett. 130, 51–53 (2014).
Aminov, BA et al. Estructura de dos brechas en monocristales de Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. J. Supercond. 7, 361–365 (1994).
Kabanov, VV, Demsar, J., Podobnik, B. y Mihailovic, D. Dinámica de relajación de cuasipartículas en superconductores con diferentes estructuras de brecha: Teoría y experimentos en YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).
Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ y Shen, BG Propiedades rectificadoras de la heterounión YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb. Appl. Phys. Lett. 87, 222501 (2005).
Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL y Tanner, DB Absorción excitónica y superconductividad en YBa2Cu3O7-δ . Phys. Rev. Lett. 59, 919–922 (1987).
Yu, G., Heeger, AJ y Stucky, G. Conductividad fotoinducida transitoria en monocristales semiconductores de YBa2Cu3O6.3: búsqueda de un estado metálico fotoinducido y de superconductividad fotoinducida. Solid State Commun. 72, 345–349 (1989).
McMillan, WL Modelo de tunelización del efecto de proximidad superconductora. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).
Guéron, S. et al. Efecto de proximidad superconductora estudiado a escala mesoscópica. Phys. Rev. Lett. 77, 3025–3028 (1996).
Annunziata, G. y Manske, D. Efecto de proximidad con superconductores no centrosimétricos. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM et al. Fuerte efecto de proximidad superconductora en estructuras híbridas de Pb-Bi2Te3. Sci. Rep. 2, 339 (2012).
Chapin, DM, Fuller, CS y Pearson, GL Una nueva fotocélula de unión pn de silicio para convertir la radiación solar en energía eléctrica. J. App. Phys. 25, 676–677 (1954).
Tomimoto, K. Efectos de impurezas en la longitud de coherencia superconductora en monocristales de YBa2Cu3O6.9 dopados con Zn o Ni. Phys. Rev. B 60, 114–117 (1999).
Ando, Y. y Segawa, K. Magnetorresistencia de monocristales de YBa2Cu3Oy sin maclas en un amplio rango de dopaje: dependencia anómala del dopaje de huecos de la longitud de coherencia. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).
Obertelli, SD y Cooper, JR Sistemática en la potencia termoeléctrica de óxidos de alta T. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).
Sugai, S. et al. Desplazamiento del momento dependiente de la densidad de portadores del pico coherente y del modo fonónico LO en superconductores de tipo p de alta Tc. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).
Nojima, T. et al. Reducción de huecos y acumulación de electrones en películas delgadas de YBa2Cu3Oy mediante una técnica electroquímica: evidencia de un estado metálico de tipo n. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).
Tung, RT La física y la química de la altura de la barrera de Schottky. Appl. Phys. Lett. 1, 011304 (2014).
Sai-Halasz, GA, Chi, CC, Denenstein, A. y Langenberg, DN Efectos de la ruptura dinámica de pares externos en películas superconductoras. Phys. Rev. Lett. 33, 215–219 (1974).
Nieva, G. et al. Mejora de la superconductividad inducida por la luz. Appl. Phys. Lett. 60, 2159–2161 (1992).
Kudinov, VI et al. Fotoconductividad persistente en películas de YBa2Cu3O6+x como método de fotodopaje hacia fases metálicas y superconductoras. Phys. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).
Mankowsky, R. et al. Dinámica reticular no lineal como base para la superconductividad mejorada en YBa2Cu3O6.5 . Nature 516, 71–74 (2014).
Fausti, D. et al. Superconductividad inducida por luz en un cuprato con ordenamiento de franjas. Science 331, 189–191 (2011).
El-Adawi, MK y Al-Nuaim, IA La dependencia funcional de la temperatura del VOC para una celda solar en relación con su eficiencia: un nuevo enfoque. Desalination 209, 91–96 (2007).
Vernon, SM y Anderson, WA Efectos de la temperatura en células solares de silicio con barrera Schottky. Appl. Phys. Lett. 26, 707 (1975).
Katz, EA, Faiman, D. y Tuladhar, SM Dependencia de la temperatura para los parámetros de dispositivos fotovoltaicos de células solares de polímero-fulereno en condiciones de funcionamiento. J. Appl. Phys. 90, 5343–5350 (2002).
Este trabajo ha sido financiado por la Fundación Nacional de Ciencias Naturales de China (Subvención n.º 60571063) y los Proyectos de Investigación Fundamental de la provincia de Henan, China (Subvención n.º 122300410231).
FY redactó el texto del artículo y MYH preparó la muestra de cerámica YBCO. FY y MYH realizaron el experimento y analizaron los resultados. FGC dirigió el proyecto y la interpretación científica de los datos. Todos los autores revisaron el manuscrito.
Esta obra está bajo la licencia Creative Commons Atribución 4.0 Internacional. Las imágenes u otro material de terceros incluidos en este artículo están sujetos a la licencia Creative Commons del artículo, a menos que se indique lo contrario en la línea de crédito; si el material no está incluido bajo la licencia Creative Commons, los usuarios deberán obtener permiso del titular de la licencia para reproducirlo. Para ver una copia de esta licencia, visite http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
Yang, F., Han, M. y Chang, F. Origen del efecto fotovoltaico en cerámicas superconductoras de YBa2Cu3O6.96. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
Al enviar un comentario, aceptas cumplir con nuestros Términos y Directrices de la Comunidad. Si encuentras algo abusivo o que no cumpla con nuestros términos o directrices, márcalo como inapropiado.
Fecha de publicación: 22 de abril de 2020