Kiitos käynnistäsi nature.com-sivustolla. Käytät selainversiota, jossa on rajoitettu CSS-tuki. Parhaan käyttökokemuksen saavuttamiseksi suosittelemme käyttämään uudempaa selainta (tai poistamaan yhteensopivuustilan käytöstä Internet Explorerissa). Sillä välin näytämme sivuston ilman tyylejä ja JavaScriptiä jatkuvan tuen varmistamiseksi.
Raportoimme merkittävästä fotovoltaisesta ilmiöstä YBa2Cu3O6.96 (YBCO) -keraamissa 50–300 K:n lämpötilassa, jonka indusoi sininen lasersäteily. Tämä ilmiö liittyy suoraan YBCO:n suprajohtavuuteen ja YBCO:n ja metallisen elektrodin rajapintaan. Avoimen piirin jännitteessä Voc ja oikosulkuvirrassa Isc tapahtuu napaisuuden kääntyminen, kun YBCO siirtyy suprajohtavasta resistiiviseen tilaan. Osoitamme, että suprajohteen ja normaalin metallin rajapinnassa on sähköpotentiaali, joka muodostaa erotusvoiman valon indusoimille elektroni-aukko-pareille. Tämä rajapintapotentiaali suuntautuu YBCO:sta metallielektrodiin, kun YBCO on suprajohtava, ja kytkeytyy vastakkaiseen suuntaan, kun YBCO ei enää ole suprajohtava. Potentiaalin alkuperä voidaan helposti yhdistää metalli-suprajohde-rajapinnassa vallitsevaan läheisyysilmiöön, kun YBCO on suprajohtava, ja sen arvoksi arvioidaan ~10–8 mV 50 K:n lämpötilassa laserin intensiteetillä 502 mW/cm2. Normaalitilassa olevan p-tyypin YBCO-materiaalin ja n-tyypin Ag-pasta-materiaalin yhdistelmä muodostaa kvasi-pn-liitoksen, joka vastaa YBCO-keraamien fotovoltaisesta käyttäytymisestä korkeissa lämpötiloissa. Löydöksemme voivat tasoittaa tietä fotonielektronisten laitteiden uusille sovelluksille ja valaista läheisyysilmiötä suprajohteen ja metallin rajapinnassa.
Korkean lämpötilan suprajohteissa esiintyvästä valoindusoidusta jännitteestä on raportoitu 1990-luvun alussa, ja sitä on tutkittu laajasti siitä lähtien, mutta sen luonne ja mekanismi ovat edelleen epäselviä1,2,3,4,5. Erityisesti YBa2Cu3O7-δ (YBCO) -ohutkalvoja6,7,8 tutkitaan intensiivisesti aurinkokennojen muodossa niiden säädettävän energia-aukon vuoksi9,10,11,12,13. Substraatin korkea resistanssi johtaa kuitenkin aina laitteen alhaiseen konversiohyötysuhteeseen ja peittää YBCO8:n ensisijaiset aurinkosähköominaisuudet. Tässä raportissa raportoimme merkittävästä aurinkosähkövaikutuksesta, jonka sininen laser (λ = 450 nm) indusoi YBa2Cu3O6.96 (YBCO) -keraamissa 50 ja 300 K:n välillä (Tc ~ 90 K). Osoitamme, että aurinkosähkövaikutus liittyy suoraan YBCO:n suprajohtavuuteen ja YBCO-metallisen elektrodirajapinnan luonteeseen. Avoimen piirin jännitteelle Voc ja oikosulkuvirralle Isc tapahtuu napaisuuden kääntyminen, kun YBCO siirtyy suprajohtavasta vaiheesta resistiiviseen tilaan. Ehdotetaan, että suprajohteen ja normaalin metallin rajapinnassa on sähköpotentiaali, joka muodostaa valon indusoimien elektroni-aukko-parien erotusvoiman. Tämä rajapintapotentiaali suuntautuu YBCO:sta metallielektrodiin, kun YBCO on suprajohtava, ja kytkeytyy vastakkaiseen suuntaan, kun näyte menettää suprajohtavuutensa. Potentiaalin alkuperä voi luonnollisesti liittyä läheisyysvaikutukseen14,15,16,17 metallin ja suprajohteen rajapinnassa, kun YBCO on suprajohtava, ja sen arvoksi arvioidaan ~10−8 mV 50 K:n lämpötilassa laserin intensiteetin ollessa 502 mW/cm2. Normaalitilassa olevan p-tyypin YBCO-materiaalin ja n-tyypin Ag-pasta-materiaalin yhdistelmä muodostaa todennäköisimmin kvasi-pn-liitoksen, joka vastaa YBCO-keraamien aurinkosähkökäyttäytymisestä korkeissa lämpötiloissa. Havaintomme valaisevat lisää aurinkosähköilmiön alkuperää korkean lämpötilan suprajohtavissa YBCO-keraamissa ja tasoittavat tietä sen sovelluksille optoelektronisissa laitteissa, kuten nopeassa passiivisessa valonilmaisimessa jne.
Kuva 1a–c näyttää YBCO-keraaminäytteen suprajohtavuuskäyrän 50 K:n lämpötilassa. Ilman valoa näytteen yli oleva jännite pysyy nollassa virran muuttuessa, kuten suprajohtavalta materiaalilta voidaan odottaa. Selvä fotovoltainen ilmiö ilmenee, kun lasersäde kohdistetaan katodiin (kuva 1a): I-akselin suuntaiset IV-käyrät liikkuvat alaspäin laserin intensiteetin kasvaessa. On selvää, että negatiivinen valoindusoitu jännite on olemassa myös ilman virtaa (usein kutsutaan avoimen piirin jännitteeksi Voc). IV-käyrän nollakulma osoittaa, että näyte on edelleen suprajohtava laserin valossa.
(a–c) ja 300 K (e–g). V(I):n arvot saatiin pyyhkäisemällä virtaa −10 mA:sta +10 mA:iin tyhjiössä. Selvyyden vuoksi vain osa kokeellisista tiedoista esitetään. a, YBCO:n virta-jännitekäyrä mitattuna katodille (i) sijoitetulla lasersäteellä. Kaikki IV-käyrät ovat vaakasuoria suoria viivoja, jotka osoittavat, että näyte on edelleen suprajohtava lasersäteilytyksen aikana. Käyrä liikkuu alaspäin laserin intensiteetin kasvaessa, mikä osoittaa, että kahden jännitejohtimen välillä on negatiivinen potentiaali (Voc) jopa nollavirralla. IV-käyrät pysyvät muuttumattomina, kun laser suunnataan näytteen keskelle eetterissä 50 K (b) tai 300 K (f). Vaakasuora viiva liikkuu ylöspäin, kun anodi valaistaan (c). Kaaviomainen malli metalli-suprajohdeliitoksesta 50 K:ssa on esitetty d-kohdassa. Normaalitilan YBCO:n virta-jännitekäyrä 300 K:ssa mitattuna katodiin ja anodiin suunnatulla lasersäteellä on esitetty e- ja g-kohdissa. Toisin kuin 50 K:n lämpötilassa saadut tulokset, suorien viivojen nollasta poikkeava kulmakerroin osoittaa, että YBCO on normaalitilassa; Voc:n arvot vaihtelevat valon voimakkuuden mukaan vastakkaiseen suuntaan, mikä viittaa erilaiseen varauserottumismekanismiin. Mahdollinen rajapintarakenne 300 K:n lämpötilassa on esitetty kuvassa hj. Näytteen todellinen kuva johtojen kanssa.
Suprajohtavassa tilassa oleva happirikas YBCO voi absorboida lähes koko auringonvalon spektrin erittäin pienen energia-aukkonsa (Eg) ansiosta9,10, jolloin syntyy elektroni-aukko-pareja (e–h). Avoimen piirin jännitteen Voc tuottamiseksi fotonien absorboinnilla on välttämätöntä erottaa valon tuottamat eh-parit toisistaan paikallisesti ennen rekombinaatiota18. Negatiivinen Voc, suhteessa katodiin ja anodiin, kuten kuvassa 1i on esitetty, viittaa siihen, että metalli-suprajohde-rajapinnassa on sähköpotentiaali, joka pyyhkäisee elektronit anodille ja aukot katodille. Jos näin on, pitäisi myös olla potentiaali, joka osoittaa suprajohteesta anodilla olevaan metallielektrodiin. Näin ollen positiivinen Voc saadaan, jos anodin lähellä oleva näytealue on valaistu. Lisäksi ei pitäisi olla valon aiheuttamia jännitteitä, kun lasersäde suunnataan kauas elektrodeista oleville alueille. Näin on varmasti, kuten kuvasta 1b,c! voidaan nähdä.
Kun valopiste liikkuu katodielektrodilta näytteen keskelle (noin 1,25 mm:n päähän rajapinnoista), IV-käyrissä ei havaita muutoksia eikä Voc:ta laserin intensiteetin kasvaessa maksimiarvoonsa (kuva 1b). Luonnollisesti tämä tulos voidaan katsoa johtuvan valon indusoimien varauksenkuljettajien rajallisesta elinajasta ja näytteen erotusvoiman puutteesta. Elektroni-aukko-pareja voi syntyä aina, kun näytettä valaistaan, mutta useimmat e-h-parit tuhoutuvat eikä fotovoltaista ilmiötä havaita, jos laserpiste osuu kauas elektrodeista. Kun laserpiste siirretään anodielektrodeille, I-akselin suuntaiset IV-käyrät liikkuvat ylöspäin laserin intensiteetin kasvaessa (kuva 1c). Samanlainen sisäänrakennettu sähkökenttä on olemassa metalli-suprajohde-liitoksessa anodilla. Tällä kertaa metallinen elektrodi kuitenkin kytkeytyy testijärjestelmän positiiviseen johtimeen. Laserin tuottamat reiät työntyvät anodijohtoon, jolloin havaitaan positiivinen Voc. Tässä esitetyt tulokset antavat vahvaa näyttöä siitä, että suprajohteesta metallielektrodiin osoittava rajapintapotentiaali todellakin on olemassa.
Aurinkosähkövaikutus YBa2Cu3O6.96-keraamissa 300 K:n lämpötilassa on esitetty kuvissa 1e–g. Ilman valoa näytteen IV-käyrä on suora viiva, joka ylittää origon. Tämä suora liikkuu ylöspäin alkuperäisen suoran suuntaisesti laserin intensiteetin kasvaessa katodijohtimissa (kuva 1e). Aurinkosähkölaitteelle on kaksi kiinnostavaa rajatapausta. Oikosulkutila syntyy, kun V = 0. Tässä tapauksessa virtaa kutsutaan oikosulkuvirraksi (Isc). Toinen rajatapaus on avoimen piirin tila (Voc), joka syntyy, kun R→∞ tai virta on nolla. Kuva 1e osoittaa selvästi, että Voc on positiivinen ja kasvaa valon intensiteetin kasvaessa, toisin kuin 50 K:n lämpötilassa saatu tulos; kun taas negatiivisen Isc:n havaitaan kasvavan suuruudeltaan valon intensiteetin kasvaessa, mikä on tyypillistä normaaleille aurinkokennoille.
Vastaavasti, kun lasersäde suunnataan elektrodeista kaukana oleviin alueisiin, V(I)-käyrä on riippumaton laserin intensiteetistä eikä fotovoltaista ilmiötä esiinny (kuva 1f). Samoin kuin 50 K:n lämpötilassa tehdyssä mittauksessa, IV-käyrät liikkuvat vastakkaiseen suuntaan, kun anodielektrodia säteilytetään (kuva 1g). Kaikki nämä YBCO-Ag-pastasysteemille 300 K:n lämpötilassa, jossa lasersäteily on kohdistunut näytteen eri kohtiin, saadut tulokset ovat yhdenmukaisia päinvastaisen rajapintapotentiaalin kanssa kuin 50 K:n lämpötilassa havaittu.
Suurin osa elektroneista tiivistyy Cooperin pareiksi suprajohtavassa YBCO:ssa sen siirtymälämpötilan Tc alapuolella. Metallielektrodissa kaikki elektronit pysyvät singulaarisessa muodossa. Sekä singulaarielektroneilla että Cooperin pareilla on suuri tiheysgradientti metalli-suprajohderajapinnan läheisyydessä. Metallisen materiaalin enemmistökantajaelektronit diffundoituvat suprajohdealueelle, kun taas YBCO-alueen enemmistökantajaelektronit diffundoituvat metallialueelle. Kun Cooperin parit, joilla on enemmän varauksia ja suurempi liikkuvuus kuin singulaarielektroneilla, diffundoituvat YBCO:sta metallialueelle, jäljelle jää positiivisesti varautuneita atomeja, mikä johtaa sähkökenttään avaruusvarausalueella. Tämän sähkökentän suunta on esitetty kaaviossa 1d. Avaruusvarausalueen lähellä oleva tuleva fotonivalaistus voi luoda eh-pareja, jotka erottuvat ja pyyhkäistään pois tuottaen vastasuuntaisen valovirran. Heti kun elektronit pääsevät ulos sisäänrakennetusta sähkökentästä, ne tiivistyvät pareiksi ja virtaavat toiselle elektrodille ilman vastusta. Tässä tapauksessa Voc on päinvastainen kuin ennalta asetettu napaisuus ja näyttää negatiivisen arvon, kun lasersäde osoittaa negatiivisen elektrodin ympäristöön. Voc:n arvosta voidaan arvioida rajapinnan potentiaali: kahden jännitejohtimen välinen etäisyys d on ~5 × 10−3 m, metalli-suprajohde-rajapinnan paksuuden, di, tulisi olla samaa suuruusluokkaa kuin YBCO-suprajohteen koherenssipituus (~1 nm)19,20, Voc:n arvoksi saadaan 0,03 mV, metalli-suprajohde-rajapinnan potentiaaliksi Vms arvioidaan ~10−11 V 50 K:ssa laserin intensiteetillä 502 mW/cm2 käyttäen yhtälöä,
Haluamme tässä korostaa, että valon aiheuttamaa jännitettä ei voida selittää valo- tai lämpövaikutuksella. Kokeellisesti on osoitettu, että suprajohteen YBCO:n Seebeckin kerroin on Ss = 021. Kuparijohtimien Seebeckin kerroin on välillä SCu = 0,34–1,15 μV/K3. Kuparilangan lämpötilaa lasersäteilypisteessä voidaan nostaa hieman, 0,06 K, laserin maksimi-intensiteetin ollessa 50 K. Tämä voisi tuottaa 6,9 × 10−8 V:n termoelektrisen potentiaalin, joka on kolme kertaluokkaa pienempi kuin kuvassa 1 (a) saatu Voc. On selvää, että termoelektrinen vaikutus on liian pieni selittämään kokeellisia tuloksia. Itse asiassa lasersäteilyn aiheuttama lämpötilan vaihtelu katoaisi alle minuutissa, joten lämpövaikutuksen vaikutus voidaan turvallisesti jättää huomiotta.
Tämä YBCO:n fotovoltainen vaikutus huoneenlämmössä paljastaa, että tässä on mukana erilainen varauserottelumekanismi. Suprajohtava YBCO on normaalitilassa p-tyypin materiaali, jossa on reikiä varauksenkuljettajina22,23, kun taas metallisella Ag-tahnalla on n-tyypin materiaalin ominaisuudet. Samoin kuin pn-liitoksissa, elektronien diffuusio hopeatahnassa ja aukot YBCO-keraamissa muodostavat sisäisen sähkökentän, joka osoittaa YBCO-keraamiin rajapinnassa (kuva 1h). Juuri tämä sisäinen kenttä tarjoaa erotusvoiman ja johtaa positiiviseen Voc:hon ja negatiiviseen Isc:hen YBCO-Ag-tahnajärjestelmässä huoneenlämmössä, kuten kuvassa 1e on esitetty. Vaihtoehtoisesti Ag-YBCO voisi muodostaa p-tyypin Schottky-liitoksen, joka myös johtaa rajapintapotentiaaliin, jolla on sama polariteetti kuin yllä esitetyssä mallissa24.
YBCO:n suprajohtavan siirtymän aikana tapahtuvien fotovoltaisten ominaisuuksien yksityiskohtaisen kehitysprosessin tutkimiseksi mitattiin näytteen IV-käyrät 80 K:ssa valituilla laserin intensiteeteillä, jotka valaisivat katodielektrodia (kuva 2). Ilman lasersäteilyä näytteen yli oleva jännite pysyy nollassa virrasta riippumatta, mikä osoittaa näytteen suprajohtavan tilan 80 K:ssa (kuva 2a). Samoin kuin 50 K:ssa saadut tiedot, I-akselin suuntaiset IV-käyrät liikkuvat alaspäin laserin intensiteetin kasvaessa, kunnes saavutetaan kriittinen arvo Pc. Tämän kriittisen laserin intensiteetin (Pc) yläpuolella suprajohde siirtyy suprajohtavasta vaiheesta resistiiviseen vaiheeseen; jännite alkaa kasvaa virran kasvaessa suprajohteessa esiintyvän resistanssin vuoksi. Seurauksena IV-käyrä alkaa leikata I-akselin ja V-akselin kanssa, mikä johtaa aluksi negatiiviseen Voc:hon ja positiiviseen Isc:hen. Nyt näyte näyttää olevan erityistilassa, jossa Voc:n ja Isc:n polariteetti on erittäin herkkä valon voimakkuudelle; Hyvin pienellä valon intensiteetin kasvulla Isc muuttuu positiivisesta negatiiviseksi ja Voc negatiivisesta positiiviseksi, ohittaen lähtöpisteen (fotovoltaisten ominaisuuksien, erityisesti Isc:n arvon, korkea herkkyys valolle näkyy selkeämmin kuvassa 2b). Suurimmalla saatavilla olevalla laserin intensiteetillä IV-käyrät ovat pyrkimyksenä olla yhdensuuntaiset toistensa kanssa, mikä osoittaa YBCO-näytteen normaalin tilan.
Lasersäteen keskipiste sijaitsee katodielektrodien ympärillä (katso kuva 1i). a, Eri laserintensiteeteillä säteilytetyn YBCO:n IV-käyrät. b (ylhäällä), Avoimen piirin jännitteen Voc ja oikosulkuvirran Isc riippuvuus laserin intensiteetistä. Isc-arvoja ei voida saada alhaisella valon intensiteetillä (< 110 mW/cm2), koska IV-käyrät ovat yhdensuuntaiset I-akselin kanssa, kun näyte on suprajohtavassa tilassa. b (alhaalla), differentiaalinen resistanssi laserin intensiteetin funktiona.
Laserintensiteettiriippuvuus Voc:sta ja Isc:stä 80 K:ssa on esitetty kuvassa 2b (ylhäällä). Fotovoltaisia ominaisuuksia voidaan tarkastella kolmella valon intensiteettialueella. Ensimmäinen alue on 0:n ja Pc:n välillä, jossa YBCO on suprajohtava. Voc on negatiivinen ja pienenee (itseisarvo kasvaa) valon intensiteetin kasvaessa ja saavuttaa miniminsä Pc:ssä. Toinen alue on Pc:stä toiseen kriittiseen intensiteettiin P0, jossa Voc kasvaa, kun taas Isc pienenee valon intensiteetin kasvaessa ja molemmat saavuttavat nollan P0:ssa. Kolmas alue on P0:n yläpuolella, kunnes YBCO:n normaalitila saavutetaan. Vaikka sekä Voc että Isc vaihtelevat valon intensiteetin mukaan samalla tavalla kuin alueella 2, niillä on vastakkainen polariteetti kriittisen intensiteetin P0 yläpuolella. P0:n merkitys on siinä, että fotovoltaista vaikutusta ei ole ja varauksen erotusmekanismi muuttuu kvalitatiivisesti tässä tietyssä pisteessä. YBCO-näyte muuttuu ei-suprajohtavaksi tällä valon intensiteettialueella, mutta normaalitilaa ei ole vielä saavutettu.
Järjestelmän fotovoltaiset ominaisuudet liittyvät selvästi YBCO:n suprajohtavuuteen ja sen suprajohtavaan siirtymävaiheeseen. YBCO:n differentiaalinen resistanssi, dV/dI, on esitetty kuvassa 2b (alhaalla) laserin intensiteetin funktiona. Kuten aiemmin mainittiin, Cooperin parin diffuusiopisteistä johtuva rajapinnan sähköpotentiaalin kertymä suprajohteesta metalliin. Samoin kuin 50 K:ssa havaittiin, fotovoltainen vaikutus voimistuu laserin intensiteetin kasvaessa 0:sta Pc:hen. Kun laserin intensiteetti saavuttaa arvon, joka on hieman Pc:tä suurempi, IV-käyrä alkaa kallistua ja näytteen resistanssi alkaa näkyä, mutta rajapinnan potentiaalin polariteetti ei vielä muutu. Optisen virityksen vaikutusta suprajohtavuuteen on tutkittu näkyvällä eli lähi-infrapuna-alueella. Vaikka perusprosessi on Cooperin parien hajottaminen ja suprajohtavuuden tuhoaminen25,26, joissakin tapauksissa suprajohtavuussiirtymää voidaan parantaa27,28,29, ja uusia suprajohtavuuden vaiheita voidaan jopa indusoida30. Suprajohtavuuden puuttuminen Pc:ssä voidaan selittää valon aiheuttamalla parin katkeamisella. Pisteessä P0 rajapinnan potentiaali laskee nollaan, mikä osoittaa, että varaustiheys rajapinnan molemmilla puolilla saavuttaa saman tason tällä tietyllä valon voimakkuudella. Laserintensiteetin lisäys johtaa useampien Cooperin parien tuhoutumiseen ja YBCO muuttuu vähitellen takaisin p-tyyppiseksi materiaaliksi. Elektronien ja Cooperin parien diffuusion sijaan rajapinnan ominaisuudet määräytyvät nyt elektronien ja aukkojen diffuusion perusteella, mikä johtaa sähkökentän napaisuuden kääntymiseen rajapinnassa ja siten positiiviseen Voc-arvoon (vrt. kuva 1d, h). Hyvin suurella laserintensiteetillä YBCO:n differentiaalinen resistanssi kyllästyy normaalitilaa vastaavaan arvoon, ja sekä Voc että Isc vaihtelevat lineaarisesti laserintensiteetin mukaan (kuva 2b). Tämä havainto paljastaa, että normaalitilassa olevan YBCO:n lasersäteilytys ei enää muuta sen resistiivisyyttä ja suprajohde-metalli-rajapinnan ominaisuuksia, vaan ainoastaan lisää elektroni-aukko-parien pitoisuutta.
Lämpötilan vaikutuksen tutkimiseksi fotovoltaisiin ominaisuuksiin metalli-suprajohdejärjestelmää säteilytettiin katodilla sinisellä laserilla, jonka intensiteetti oli 502 mW/cm2. Kuvassa 3a on esitetty valituissa lämpötiloissa 50 ja 300 K välillä saadut IV-käyrät. Avoimen piirin jännite Voc, oikosulkuvirta Isc ja differentiaalinen resistanssi voidaan sitten saada näistä IV-käyristä, ja ne on esitetty kuvassa 3b. Ilman valoa kaikki eri lämpötiloissa mitatut IV-käyrät ohittavat odotetusti origon (kuvan 3a sisäkuva). IV-käyrät muuttuvat dramaattisesti lämpötilan noustessa, kun järjestelmää valaistaan suhteellisen voimakkaalla lasersäteellä (502 mW/cm2). Matalissa lämpötiloissa IV-käyrät ovat I-akselin suuntaisia suoria viivoja, joiden Voc-arvot ovat negatiivisia. Tämä käyrä liikkuu ylöspäin lämpötilan noustessa ja muuttuu vähitellen viivaksi, jonka kulmakerroin on nollasta poikkeava kriittisessä lämpötilassa Tcp (kuva 3a (ylhäällä)). Näyttää siltä, että kaikki IV-ominaiskäyrät pyörivät pisteen ympäri kolmannessa kvadrantissa. Voc kasvaa negatiivisesta arvosta positiiviseen, kun taas Isc laskee positiivisesta negatiiviseen arvoon. YBCO:n alkuperäisen suprajohtavan siirtymälämpötilan Tc yläpuolella IV-käyrä muuttuu melko eri tavalla lämpötilan mukana (kuvan 3a alaosa). Ensinnäkin IV-käyrien pyörimiskeskipiste siirtyy ensimmäiseen kvadranttiin. Toiseksi Voc pienenee ja Isc kasvaa lämpötilan noustessa (kuvan 3b yläosa). Kolmanneksi IV-käyrien kulmakerroin kasvaa lineaarisesti lämpötilan mukana, mikä johtaa YBCO:n positiiviseen lämpötilaresistanssikertoimeen (kuvan 3b alaosa).
YBCO-Ag-tahnajärjestelmän aurinkosähköominaisuuksien lämpötilariippuvuus 502 mW/cm2 lasersäteilyn alaisena.
Laserpisteen keskipiste sijaitsee katodielektrodien ympärillä (katso kuva 1i). a, IV-käyrät, jotka on saatu lämpötiloissa 50–90 K (ylhäällä) ja 100–300 K (alhaalla) lämpötilan lisäyksellä 5 K ja 20 K. Kuva a esittää IV-käyriä useissa lämpötiloissa pimeässä. Kaikki käyrät leikkaavat lähtöpisteen. b, avoimen piirin jännite Voc ja oikosulkuvirta Isc (ylhäällä) sekä YBCO:n differentiaalinen resistanssi dV/dI (alhaalla) lämpötilan funktiona. Nollaresistanssin suprajohtavan siirtymälämpötilaa Tcp ei ole annettu, koska se on liian lähellä Tc0:aa.
Kuvasta 3b voidaan tunnistaa kolme kriittistä lämpötilaa: Tcp, jonka yläpuolella YBCO ei enää muutu suprajohtavaksi; Tc0, jossa sekä Voc että Isc laskevat nolliksi; ja Tc on YBCO:n alkuperäinen suprajohtavan siirtymälämpötila ilman lasersäteilytystä. Alle Tcp:n (~55 K) lasersäteilytetty YBCO on suprajohtavassa tilassa ja siinä on suhteellisen korkea Cooperin parien pitoisuus. Lasersäteilytyksen vaikutuksena on alentaa nollaresistanssin suprajohtavan siirtymälämpötilan 89 K:sta ~55 K:iin (kuvan 3b alareuna) vähentämällä Cooperin parien pitoisuutta ja samalla tuottaa fotovoltaista jännitettä ja virtaa. Lämpötilan nouseva lämpötila myös hajottaa Cooperin parit, mikä johtaa rajapinnan potentiaalin pienenemiseen. Tämän seurauksena Voc:n itseisarvo pienenee, vaikka lasersäteilyn intensiteetti olisi sama. Rajapinnan potentiaali pienenee lämpötilan noustessa ja saavuttaa nollan Tc0:ssa. Tässä erityispisteessä ei ole fotovoltaista ilmiötä, koska ei ole sisäistä kenttää, joka erottaisi valon indusoimat elektroni-aukko-parit. Tämän kriittisen lämpötilan yläpuolella tapahtuu potentiaalin napaisuuden kääntyminen, koska Ag-pastan vapaan varauksen tiheys on suurempi kuin YBCO:n, joka siirtyy vähitellen takaisin p-tyypin materiaaliin. Tässä haluamme korostaa, että Voc:n ja Isc:n napaisuuden kääntyminen tapahtuu välittömästi nollaresistanssisen suprajohtavan siirtymän jälkeen riippumatta siirtymän syystä. Tämä havainto paljastaa selvästi ensimmäistä kertaa suprajohtavuuden ja metalli-suprajohde-rajapinnan potentiaaliin liittyvien fotovoltaisten vaikutusten välisen korrelaation. Tämän potentiaalin luonne suprajohteen ja normaalin metallin rajapinnassa on ollut tutkimuksen kohteena viime vuosikymmeninä, mutta monia kysymyksiä odottaa vielä vastausta. Fotovoltaisen vaikutuksen mittaaminen voi osoittautua tehokkaaksi menetelmäksi tämän tärkeän potentiaalin yksityiskohtien (kuten sen voimakkuuden ja napaisuuden jne.) tutkimiseen ja siten valaista korkean lämpötilan suprajohtavan läheisyysvaikutuksen merkitystä.
Lämpötilan lisänousu Tc0:sta Tc:hen johtaa Cooperin parien pienempään pitoisuuteen ja rajapintapotentiaalin kasvuun ja siten suurempaan Voc:iin. Tc:ssä Cooperin parien pitoisuus laskee nollaan ja rajapinnan sisäänrakennettu potentiaali saavuttaa maksiminsa, mikä johtaa Voc:n maksimiin ja Isc:n minimiin. Voc:n ja Isc:n (itseisarvo) nopea nousu tällä lämpötila-alueella vastaa suprajohtavaa siirtymää, joka levenee ΔT:stä ~ 3 K:sta ~ 34 K:iin lasersäteilytyksellä, jonka intensiteetti on 502 mW/cm2 (kuva 3b). Normaalitiloissa Tc:n yläpuolella avoimen piirin jännite Voc laskee lämpötilan mukana (kuvan 3b yläosa), samalla tavalla kuin Voc:n lineaarinen käyttäytyminen normaaleissa pn-liitoksiin perustuvissa aurinkokennoissa31,32,33. Vaikka Voc:n muutosnopeus lämpötilan suhteen (−dVoc/dT), joka riippuu voimakkaasti laserin intensiteetistä, on paljon pienempi kuin normaaleilla aurinkokennoilla, YBCO-Ag-liitoksen Voc:n lämpötilakerroin on samaa suuruusluokkaa kuin aurinkokennoilla. Normaalin aurinkokennolaitteen pn-liitoksen vuotovirta kasvaa lämpötilan noustessa, mikä johtaa Voc:n pienenemiseen lämpötilan noustessa. Tässä Ag-suprajohdejärjestelmässä havaitut lineaariset IV-käyrät, jotka johtuvat ensinnäkin hyvin pienestä rajapintapotentiaalista ja toiseksi kahden heteroliitoksen seläkkäisliitännästä, vaikeuttavat vuotovirran määrittämistä. Siitä huolimatta vaikuttaa hyvin todennäköiseltä, että sama vuotovirran lämpötilariippuvuus on vastuussa kokeessamme havaitusta Voc:n käyttäytymisestä. Määritelmän mukaan Isc on virta, joka tarvitaan negatiivisen jännitteen tuottamiseen Voc:n kompensoimiseksi siten, että kokonaisjännite on nolla. Lämpötilan noustessa Voc pienenee, joten negatiivisen jännitteen tuottamiseen tarvitaan vähemmän virtaa. Lisäksi YBCO:n resistanssi kasvaa lineaarisesti lämpötilan kasvaessa Tc:n yläpuolella (kuvan 3b alaosa), mikä myös osaltaan selittää Isc:n pienemmän itseisarvoon korkeissa lämpötiloissa.
Huomaa, että kuvissa 2 ja 3 esitetyt tulokset on saatu lasersäteilyttämällä katodielektrodien ympäristöä. Mittaukset on myös toistettu lasersäteilytyksellä anodilla, ja samankaltaisia IV-ominaisuuksia ja fotovoltaisia ominaisuuksia on havaittu, paitsi että Voc:n ja Isc:n napaisuus on tässä tapauksessa päinvastainen. Kaikki nämä tiedot johtavat fotovoltaisen ilmiön mekanismiin, joka liittyy läheisesti suprajohteen ja metallin rajapintaan.
Yhteenvetona voidaan todeta, että laserilla säteilytetyn suprajohtavan YBCO-Ag-pastajärjestelmän IV-ominaisuudet on mitattu lämpötilan ja laserin intensiteetin funktiona. Merkittävä fotovoltainen ilmiö on havaittu lämpötila-alueella 50–300 K. On havaittu, että fotovoltaiset ominaisuudet korreloivat voimakkaasti YBCO-keraamien suprajohtavuuden kanssa. Voc:n ja Isc:n napaisuuden kääntyminen tapahtuu välittömästi valon indusoiman suprajohtavan tilan muuttumisen jälkeen ei-suprajohtavaksi. Kiinteällä laserin intensiteetillä mitattu Voc:n ja Isc:n lämpötilariippuvuus osoittaa myös selkeän napaisuuden kääntymisen kriittisessä lämpötilassa, jonka yläpuolella näyte muuttuu resistanssiksi. Sijoittamalla laserpisteen näytteen eri osiin osoitamme, että rajapinnassa on sähköpotentiaali, joka tarjoaa erotusvoiman valon indusoimille elektroni-aukko-pareille. Tämä rajapintapotentiaali suuntautuu YBCO:sta metallielektrodiin, kun YBCO on suprajohtava, ja kytkeytyy vastakkaiseen suuntaan, kun näyte muuttuu ei-suprajohtavaksi. Potentiaalin alkuperä saattaa luonnollisesti liittyä metalli-suprajohde-rajapinnassa esiintyvään läheisyysvaikutukseen, kun YBCO on suprajohtavaa, ja sen arvioidaan olevan ~10−8 mV 50 K:n lämpötilassa laserin intensiteetin ollessa 502 mW/cm2. Normaalitilassa olevan p-tyypin YBCO-materiaalin ja n-tyypin Ag-pastan välisen kosketuksen seurauksena muodostuu kvasi-pn-liitos, joka vastaa YBCO-keraamien fotovoltaisesta käyttäytymisestä korkeissa lämpötiloissa. Yllä olevat havainnot valaisevat fotovoltaista ilmiötä korkean lämpötilan suprajohtavissa YBCO-keraamissa ja tasoittavat tietä uusille sovelluksille optoelektronisissa laitteissa, kuten nopeassa passiivisessa valonilmaisimessa ja yksittäisfotonin ilmaisimessa.
Fotovoltaiset ilmiökokeet tehtiin 0,52 mm paksulle ja 8,64 × 2,26 mm2 suorakaiteen muotoiselle YBCO-keraamiselle näytteelle, jota valaistiin jatkuvalla sinisellä laserilla (λ = 450 nm), jonka laserpisteen koko oli 1,25 mm säteellä. Käyttämällä massamateriaalia ohutkalvonäytteen sijaan voimme tutkia suprajohteen fotovoltaisia ominaisuuksia ilman, että tarvitsee käsitellä substraatin monimutkaista vaikutusta6,7. Lisäksi massamateriaali voi olla suotuisa yksinkertaisen valmistusmenetelmänsä ja suhteellisen alhaisten kustannustensa ansiosta. Kuparijohtimet on kiinnitetty YBCO-näytteeseen hopeatahnalla muodostaen neljä pyöreää elektrodia, joiden halkaisija on noin 1 mm. Kahden jänniteelektrodin välinen etäisyys on noin 5 mm. Näytteen jännitteenkesto-ominaisuudet mitattiin värähtelynäytteen magnetometrillä (VersaLab, Quantum Design) kvartsikide-ikkunalla. Jännitteenkestokäyrien saamiseksi käytettiin standardinmukaista nelijohdinmenetelmää. Elektrodien ja laserpisteen suhteelliset sijainnit on esitetty kuvassa 1i.
Artikkelin viittausohjeet: Yang, F. ym. Suprajohtavien YBa2Cu3O6.96-keraamien aurinkosähköilmiön alkuperä. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG & Testardi, LR Symmetriakielletyt laserin aiheuttamat jännitteet YBa2Cu3O7:ssa. Phys. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).
Kwok, HS, Zheng, JP & Dong, SY Poikkeavan aurinkosähkösignaalin alkuperä Y-Ba-Cu-O:ssa. Phys. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).
Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR & Wang, GW. Laserilla indusoitujen jännitteiden mittaus suprajohtavassa Bi-Sr-Ca-Cu-O:ssa. Phys. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).
Tate, KL, ym. Ohimenevät laserin aiheuttamat jännitteet huoneenlämpöisissä YBa2Cu3O7-x-kalvoissa. J. Appl. Phys. 67, 4375–4376 (1990).
Kwok, HS & Zheng, JP. Poikkeava aurinkosähkövaste YBa2Cu3O7:ssa. Phys. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).
Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. & Hiroi, Z. Valolla tuotettu aukkokuljettajien injektio YBa2Cu3O7−x:ään oksidiheterorakenteessa. Appl. Phys. Lett. 85, 2950–2952 (2004).
Asakura, D. ym. YBa2Cu3Oy-ohutkalvojen fotoemissiotutkimus valossa. Phys. Rev. Lett. 93, 247006 (2004).
Yang, F. ym. YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb-heteroliitoksen aurinkosähkövaikutus hehkutettuna eri hapen osapaineissa. Mater. Lett. 130, 51–53 (2014).
Aminov, BA ym. Kaksiaukkoinen rakenne Yb(Y)Ba2Cu3O7-x-yksittäiskiteissä. J. Supercond. 7, 361–365 (1994).
Kabanov, VV, Demsar, J., Podobnik, B. & Mihailovic, D. Kvasihiukkasten relaksaatiodynamiikka suprajohteissa, joilla on erilaiset aukkorakenteet: Teoriaa ja kokeita YBa2Cu3O7-δ:lla. Phys. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).
Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ & Shen, BG YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb-heteroliitoksen tasasuuntaavat ominaisuudet. Appl. Phys. Lett. 87, 222501 (2005).
Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL & Tanner, DB Eksitoninen absorptio ja suprajohtavuus YBa2Cu3O7-δ:ssa. Phys. Rev. Lett. 59, 919–922 (1987).
Yu, G., Heeger, AJ & Stucky, G. Ohimenevä valon aiheuttama johtavuus YBa2Cu3O6.3:n puolijohtavissa yksittäiskiteissä: valon aiheuttaman metallisen tilan ja valon aiheuttaman suprajohtavuuden etsintä. Solid State Commun. 72, 345–349 (1989).
McMillan, WL. Suprajohtavan läheisyysvaikutuksen tunnelointimalli. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).
Guéron, S. ym. Suprajohtavan läheisyysvaikutuksen tutkiminen mesoskooppisella pituusasteikolla. Phys. Rev. Lett. 77, 3025–3028 (1996).
Annunziata, G. & Manske, D. Läheisyysilmiö epäkeskisymmetrisillä suprajohteilla. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM ym. Voimakas suprajohtava läheisyysilmiö Pb-Bi2Te3-hybridirakenteissa. Sci. Rep. 2, 339 (2012).
Chapin, DM, Fuller, CS & Pearson, GL Uusi piipohjainen pn-liitosvalokenno auringonsäteilyn muuntamiseksi sähköenergiaksi. J. App. Phys. 25, 676–677 (1954).
Tomimoto, K. Epäpuhtauksien vaikutukset suprajohtavan koherenssin pituuteen Zn- tai Ni-seostetuissa YBa2Cu3O6.9-yksittäiskiteissä. Phys. Rev. B 60, 114–117 (1999).
Ando, Y. & Segawa, K. Yhdistelemättömien YBa2Cu3Oy-yksittäiskiteiden magneettiresistanssi laajalla seostusalueella: koherenssipituuden anomaalinen aukkodopingriippuvuus. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).
Obertelli, SD & Cooper, JR. Systematiikka korkean lämpötilan omaavien oksidien termoelektrisessä tehossa. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).
Sugai, S. ym. Koherentin piikin ja LO-fononimoodin varaustiheydestä riippuva liikemäärän muutos p-tyypin korkean Tc:n suprajohteissa. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).
Nojima, T. ym. Aukon väheneminen ja elektronien kertyminen YBa2Cu3Oy-ohutkalvoihin sähkökemiallisella tekniikalla: Todisteita n-tyypin metallisesta tilasta. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).
Tung, RT Schottky-vallin korkeuden fysiikka ja kemia. Appl. Phys. Lett. 1, 011304 (2014).
Sai-Halasz, GA, Chi, CC, Denenstein, A. & Langenberg, DN Dynaamisen ulkoisen parin katkeamisen vaikutukset suprajohtavissa kalvoissa. Phys. Rev. Lett. 33, 215–219 (1974).
Nieva, G. ym. Valon aiheuttama suprajohtavuuden lisääntyminen. Appl. Phys. Lett. 60, 2159–2161 (1992).
Kudinov, VI ym. Pysyvä fotojohtavuus YBa2Cu3O6+x-kalvoissa fotodopingmenetelmänä kohti metallisia ja suprajohtavia faaseja. Phys. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).
Mankowsky, R. ym. Epälineaarinen hiladynamiikka perustana parannetulle suprajohtavuudelle YBa2Cu3O6.5:ssä. Nature 516, 71–74 (2014).
Fausti, D. ym. Valon aiheuttama suprajohtavuus raitaisessa kupraatissa. Science 331, 189–191 (2011).
El-Adawi, MK & Al-Nuaim, IA. Aurinkokennolle ominaisten VOC-yhdisteiden lämpötilafunktionaalinen riippuvuus suhteessa niiden hyötysuhteeseen, uusi lähestymistapa. Desalination 209, 91–96 (2007).
Vernon, SM & Anderson, WA Lämpötilan vaikutukset Schottky-estorakenteisissa piiaurinkokennoissa. Appl. Phys. Lett. 26, 707 (1975).
Katz, EA, Faiman, D. & Tuladhar, SM. Polymeerifullereeni-aurinkokennojen aurinkokennojen parametrien lämpötilariippuvuus käyttöolosuhteissa. J. Appl. Phys. 90, 5343–5350 (2002).
Tätä työtä ovat tukeneet Kiinan kansallinen luonnontieteiden säätiö (apuraha nro 60571063) ja Henanin maakunnan perustutkimushankkeet Kiinassa (apuraha nro 122300410231).
FY kirjoitti artikkelin tekstin ja MYH valmisteli YBCO-keraaminäytteen. FY ja MYH suorittivat kokeen ja analysoivat tulokset. FGC johti projektia ja datan tieteellistä tulkintaa. Kaikki kirjoittajat tarkistivat käsikirjoituksen.
Tämä teos on lisensoitu Creative Commons Nimeä 4.0 Kansainvälinen -lisenssillä. Tässä artikkelissa olevat kuvat tai muu kolmannen osapuolen materiaali kuuluvat artikkelin Creative Commons -lisenssin piiriin, ellei tekijätiedoissa toisin mainita. Jos materiaali ei kuulu Creative Commons -lisenssin piiriin, käyttäjien on pyydettävä lisenssinhaltijan lupa materiaalin kopioimiseen. Voit tarkastella lisenssiä osoitteessa http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
Yang, F., Han, M. & Chang, F. Aurinkosähköilmiön alkuperä suprajohtavissa YBa2Cu3O6.96-keraamissa. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
Lähettämällä kommentin sitoudut noudattamaan ehtojamme ja yhteisön sääntöjämme. Jos löydät jotain loukkaavaa tai sellaista, mikä ei ole ehtojemme tai sääntöjen mukaista, ilmoita siitä sopimattomaksi.
Julkaisun aika: 22. huhtikuuta 2020