Köszönjük, hogy felkereste a nature.com weboldalt. Az Ön által használt böngészőverzió korlátozottan támogatja a CSS-t. A legjobb élmény érdekében javasoljuk, hogy használjon egy újabb böngészőt (vagy kapcsolja ki a kompatibilitási módot az Internet Explorerben). Időközben a folyamatos támogatás biztosítása érdekében stílusok és JavaScript nélkül jelenítjük meg az oldalt.
Figyelemre méltó fotovoltaikus hatásról számolunk be az YBa2Cu3O6.96 (YBCO) kerámiában 50 és 300 K között, amelyet kék lézeres megvilágítás indukál, és amely közvetlenül összefügg az YBCO szupravezetésével és az YBCO-fém elektróda határfelületével. A nyitott áramköri feszültség (Voc) és a rövidzárlati áram (Isc) esetében polaritásváltás következik be, amikor az YBCO szupravezetőből ellenállásos állapotba megy át. Megmutatjuk, hogy elektromos potenciál van a szupravezető-normál fém határfelületen, amely biztosítja a fotoindukált elektron-lyuk párok elválasztó erejét. Ez a határfelületi potenciál az YBCO-tól a fémelektród felé irányul, amikor az YBCO szupravezető, és az ellenkező irányba kapcsol, amikor az YBCO nem szupravezetővé válik. A potenciál eredete könnyen összefüggésbe hozható a fém-szupravezető határfelületen fellépő közelségi hatással, amikor az YBCO szupravezető, és értéke becslések szerint ~10–8 mV 50 K-en, 502 mW/cm2 lézerintenzitás mellett. Egy normál állapotú p-típusú YBCO anyag és egy n-típusú Ag-paszta anyag kombinációja kvázi-pn átmenetet hoz létre, amely felelős az YBCO kerámiák fotovoltaikus viselkedéséért magas hőmérsékleten. Eredményeink utat nyithatnak a fotonelektronikai eszközök új alkalmazásai előtt, és további fényt deríthetnek a közelségi hatásra a szupravezető-fém határfelületen.
A magas hőmérsékletű szupravezetőkben a fotoindukált feszültségről már az 1990-es évek elején beszámoltak, és azóta is széles körben vizsgálták, azonban a természete és a mechanizmusa máig tisztázatlan1,2,3,4,5. Az YBa2Cu3O7-δ (YBCO) vékonyrétegeket6,7,8, különösen intenzíven tanulmányozzák fotovoltaikus (PV) cellák formájában, állítható energiarése miatt9,10,11,12,13. Az aljzat nagy ellenállása azonban mindig az eszköz alacsony konverziós hatásfokához vezet, és elfedi az YBCO8 elsődleges PV tulajdonságait. Jelen munkánkban a kék lézeres (λ = 450 nm) megvilágítás által YBa2Cu3O6.96 (YBCO) kerámiában 50 és 300 K (Tc ~ 90 K) között kiváltott figyelemre méltó fotovoltaikus hatásról számolunk be. Megmutatjuk, hogy a PV hatás közvetlenül összefügg az YBCO szupravezetésével és az YBCO-fémes elektróda határfelületének természetével. Amikor az YBCO szupravezető fázisból ellenállásos állapotba kerül, a nyitott áramköri feszültség (Voc) és a rövidzárlati áram (Isc) esetében polaritásváltás következik be. Feltételezik, hogy a szupravezető-normál fém határfelületén elektromos potenciál van, amely biztosítja a fotoindukált elektron-lyuk párok szétválasztási erejét. Ez a határfelületi potenciál az YBCO-tól a fémelektród felé irányul, amikor az YBCO szupravezető, és az ellenkező irányba kapcsol, amikor a minta elveszíti a szupravezető állapotát. A potenciál eredete természetesen összefüggésben állhat a fém-szupravezető határfelületen fellépő közelségi hatással14,15,16,17, amikor az YBCO szupravezető, és értéke becslések szerint ~10−8 mV 50 K-en, 502 mW/cm2 lézerintenzitás mellett. Egy normál állapotú p-típusú YBCO anyag és egy n-típusú Ag-paszta anyag kombinációja valószínűleg egy kvázi-pn átmenetet képez, amely felelős az YBCO kerámiák fotovoltaikus viselkedéséért magas hőmérsékleten. Megfigyeléseink további fényt derítettek a PV-effektus eredetére a magas hőmérsékletű szupravezető YBCO kerámiákban, és utat nyitottak az optoelektronikai eszközökben, például a gyors passzív fénydetektorokban való alkalmazásához.
Az 1a–c. ábra az YBCO kerámia minta inverz feszültségét mutatja 50 K-en. Fényes megvilágítás nélkül a mintán eső feszültség nulla marad a változó áramerősség mellett, ahogy az egy szupravezető anyagtól elvárható. Nyilvánvaló fotovoltaikus hatás jelenik meg, amikor a lézersugarat a katódra irányítjuk (1a. ábra): az I-tengellyel párhuzamos IV-görbék lefelé mozdulnak el a lézerintenzitás növekedésével. Nyilvánvaló, hogy áram nélkül is negatív fotoindukált feszültség van (gyakran Voc nyitott áramkörű feszültségnek nevezik). Az IV-görbe nulla meredeksége azt jelzi, hogy a minta lézerfény hatására is szupravezető.
(a–c) és 300 K (e–g). A V(I) értékeket úgy kaptuk, hogy vákuumban -10 mA-ről +10 mA-re változtattuk az áramot. Az áttekinthetőség kedvéért a kísérleti adatoknak csak egy részét mutatjuk be. a, Az YBCO áram-feszültség jelleggörbéje, a katódra helyezett lézerponttal mérve (i). Az összes IV görbe vízszintes egyenes, amely azt jelzi, hogy a minta lézerbesugárzás mellett is szupravezető. A görbe lefelé mozog a lézerintenzitás növekedésével, ami azt jelzi, hogy negatív potenciál (Voc) van a két feszültségvezető között még nulla áram mellett is. Az IV görbék változatlanok maradnak, ha a lézert a minta közepére irányítjuk 50 K-en (b) vagy 300 K-en (f). A vízszintes vonal felfelé mozog, amikor az anód megvilágított állapotban van (c). A fém-szupravezető átmenet vázlatos modellje 50 K-en a d ábrán látható. A normál állapotú YBCO áram-feszültség jelleggörbéjét 300 K-en, a katódra és anódra irányított lézersugárral mérve, az e és g ábrákon adjuk meg. Az 50 K-en kapott eredményekkel ellentétben az egyenesek nem nulla meredeksége azt jelzi, hogy az YBCO normál állapotban van; a Voc értékei a fényintenzitással ellentétes irányban változnak, ami eltérő töltésszétválási mechanizmusra utal. Egy lehetséges határfelületi szerkezet 300 K-en a hj ábrán látható. A minta valós képe kivezetésekkel.
Az oxigénben gazdag YBCO szupravezető állapotban a nagyon kis energiarése (Eg)9,10 miatt képes a napfény szinte teljes spektrumát elnyelni, ezáltal elektron-lyuk párokat (e-h) hozva létre. Ahhoz, hogy a fotonok abszorpciójával nyitott áramkörű feszültséget (Voc) hozzunk létre, a rekombináció bekövetkezte előtt térben el kell választani a foton által generált eh párokat18. A katódhoz és az anódhoz viszonyított negatív Voc, amint az az 1i. ábrán látható, arra utal, hogy elektromos potenciál van a fém-szupravezető határfelületen, amely az elektronokat az anódra, a lyukakat pedig a katódra söpöri. Ha ez a helyzet, akkor a szupravezetőtől az anódnál lévő fémelektródára mutató potenciálnak is lennie kell. Következésképpen pozitív Voc-t kapnánk, ha az anód közelében lévő minta területe megvilágított lenne. Továbbá nem lehetnek fotoindukált feszültségek, amikor a lézerpont az elektródáktól távol eső területekre mutat. Ez minden bizonnyal így van, amint az az 1b, c! ábrán is látható.
Amikor a fényfolt a katódelektródától a minta közepe felé mozog (körülbelül 1,25 mm-re a határfelületektől), az IV görbék változása és a Voc nem figyelhető meg a lézerintenzitás maximális elérhető értékre történő növelésével (1b. ábra). Természetesen ez az eredmény a fotoindukált töltéshordozók korlátozott élettartamának és a mintában lévő szeparációs erő hiányának tulajdonítható. Elektron-lyuk párok hozhatók létre, amikor a minta megvilágított, de az e-h párok többsége megsemmisül, és nem figyelhető meg fotovoltaikus hatás, ha a lézerfolt az elektródák bármelyikétől távol eső területre esik. A lézerfoltot az anódelektródák felé mozgatva az I tengellyel párhuzamos IV görbék felfelé mozdulnak el a lézerintenzitás növekedésével (1c. ábra). Hasonló beépített elektromos tér létezik a fém-szupravezető átmenetben az anódnál. Ezúttal azonban a fémelektróda a tesztrendszer pozitív kivezetéséhez csatlakozik. A lézer által létrehozott lyukak az anódkivezetéshez nyomódnak, így pozitív Voc figyelhető meg. Az itt bemutatott eredmények erős bizonyítékot szolgáltatnak arra, hogy valóban létezik egy határfelületi potenciál, amely a szupravezetőtől a fémelektród felé mutat.
Az YBa2Cu3O6.96 kerámiákban 300 K-en fellépő fotovoltaikus hatás az 1e–g. ábrán látható. Fény megvilágítás nélkül a minta IV görbéje egy egyenes vonal, amely metszi az origót. Ez az egyenes felfelé halad párhuzamosan az eredetivel, miközben a katódkivezetéseken növekvő lézerintenzitás figyelhető meg (1e. ábra). Két határeset érdekes egy fotovoltaikus eszköz esetében. A rövidzárlatos állapot akkor következik be, amikor V = 0. Az ebben az esetben mért áramot rövidzárlati áramnak (Isc) nevezzük. A második határeset a nyitott áramkörű állapot (Voc), amely akkor következik be, amikor R→∞, vagy az áram nulla. Az 1e. ábra világosan mutatja, hogy a Voc pozitív, és a fényintenzitás növekedésével növekszik, ellentétben az 50 K-en kapott eredménnyel; míg a negatív Isc nagysága a fény megvilágításával növekszik, ami a normál napelemek tipikus viselkedése.
Hasonlóképpen, amikor a lézersugarat az elektródáktól távol eső területekre irányítjuk, a V(I) görbe független a lézerintenzitástól, és nem jelenik meg fotovoltaikus hatás (1f. ábra). Az 50 K-en végzett méréshez hasonlóan az IV görbék az ellenkező irányba mozdulnak el, ahogy az anódelektródát besugározzuk (1g. ábra). Mindezek az eredmények, amelyeket erre az YBCO-Ag pasztarendszerre kaptunk 300 K-en, a minta különböző pontjain lézerrel besugározva, összhangban vannak az 50 K-en megfigyelttel ellentétes határfelületi potenciállal.
A szupravezető YBCO-ban az elektronok többsége Cooper-párokba kondenzálódik a Tc átmeneti hőmérséklet alatt. Amíg a fémelektródában vannak, minden elektron szinguláris formában marad. A fém-szupravezető határfelület közelében mind a szinguláris elektronok, mind a Cooper-párok számára nagy sűrűséggradiens van. A fémes anyagban a többségi töltéshordozó szinguláris elektronok a szupravezető régióba diffundálnak, míg az YBCO régióban a többségi töltéshordozó Cooper-párok a fém régióba diffundálnak. Mivel a szinguláris elektronoknál több töltéshordozó Cooper-párok diffundálnak az YBCO-ból a fémes régióba, pozitív töltésű atomok maradnak hátra, ami elektromos mezőt eredményez a tértöltési régióban. Ennek az elektromos mezőnek az irányát az 1d. ábra vázlatos ábrája mutatja. A tértöltési régió közelében beeső fotonmegvilágítás eh párokat hozhat létre, amelyek elválnak és kisöpörődnek, fordított irányú fotoáramot hozva létre. Amint az elektronok kilépnek a beépített elektromos mezőből, párokba kondenzálódnak és ellenállás nélkül áramlanak a másik elektródára. Ebben az esetben a Voc ellentétes az előre beállított polaritással, és negatív értéket mutat, amikor a lézersugár a negatív elektróda körüli területre mutat. A Voc értékéből megbecsülhető a határfelületen lévő potenciál: a két feszültségvezető közötti távolság d ~5 × 10−3 m, a fém-szupravezető határfelület vastagságának, di, nagyságrendileg azonosnak kell lennie az YBCO szupravezető koherenciahosszával (~1 nm)19,20, a Voc értékét 0,03 mV-nak véve a fém-szupravezető határfelületen lévő Vms potenciált ~10−11 V-nak becsülik 50 K-en, 502 mW/cm2 lézerintenzitás mellett, a következő egyenlettel:
Szeretnénk hangsúlyozni, hogy a fotoindukált feszültség nem magyarázható fototermikus hatással. Kísérletileg megállapították, hogy az YBCO szupravezető Seebeck-együtthatója Ss = 021. A rézvezetékek Seebeck-együtthatója SCu = 0,34–1,15 μV/K3 tartományba esik. A rézvezeték hőmérséklete a lézerpontnál kis mértékben, 0,06 K-nel megemelkedhet, miközben a maximális lézerintenzitás 50 K-en érhető el. Ez 6,9 × 10−8 V termoelektromos potenciált hozhat létre, ami három nagyságrenddel kisebb, mint az 1. ábrán (a) látható Voc érték. Nyilvánvaló, hogy a termoelektromos hatás túl kicsi ahhoz, hogy megmagyarázza a kísérleti eredményeket. Valójában a lézersugárzás okozta hőmérsékletváltozás kevesebb mint egy perc alatt eltűnne, így a hőhatás hozzájárulása biztonságosan figyelmen kívül hagyható.
Az YBCO szobahőmérsékleten mutatott fotovoltaikus hatása arra utal, hogy itt egy eltérő töltésszétválasztási mechanizmus játszik szerepet. A szupravezető YBCO normál állapotban egy p-típusú anyag, lyukakkal a töltéshordozókban22,23, míg a fémes Ag-paszta n-típusú anyag jellemzőivel rendelkezik. A pn-átmenetekhez hasonlóan az ezüstpasztában lévő elektronok diffúziója és az YBCO kerámiában lévő lyukak belső elektromos mezőt hoznak létre, amely az YBCO kerámiára mutat a határfelületen (1h. ábra). Ez a belső mező biztosítja az elválasztási erőt, és pozitív Voc-hoz és negatív Isc-hez vezet az YBCO-Ag paszta rendszerben szobahőmérsékleten, ahogy az az 1e. ábrán látható. Alternatív megoldásként az Ag-YBCO egy p-típusú Schottky-átmenetet is képezhet, amely szintén egy olyan polaritású határfelületi potenciálhoz vezet, mint a fent bemutatott modellben24.
Az YBCO szupravezető átmenete során a fotovoltaikus tulajdonságok részletes evolúciós folyamatának vizsgálatához a minta 80 K-en mért IV görbéit a katódelektródánál megvilágított kiválasztott lézerintenzitások mellett mérték (2. ábra). Lézerbesugárzás nélkül a mintán lévő feszültség nulla értéken marad az áramerősségtől függetlenül, ami a minta 80 K-en mért szupravezető állapotát jelzi (2a. ábra). Az 50 K-en kapott adatokhoz hasonlóan az I-tengellyel párhuzamos IV görbék a lézerintenzitás növekedésével lefelé haladnak, amíg el nem érik a kritikus Pc értéket. Ezen kritikus lézerintenzitás (Pc) felett a szupravezető átmenetet mutat a szupravezető fázisból az ellenállásos fázisba; a feszültség az áramerősséggel növekedni kezd a szupravezetőben megjelenő ellenállás miatt. Ennek eredményeként az IV görbe metszi az I-tengellyel és a V-tengellyel, ami először negatív Voc-hoz és pozitív Isc-hez vezet. Most a minta egy speciális állapotban van, amelyben a Voc és Isc polaritása rendkívül érzékeny a fényintenzitásra; A fényintenzitás nagyon kis növekedésével az Isc pozitívból negatívba, a Voc pedig negatívból pozitív értékűvé alakul, áthaladva az origón (a fotovoltaikus tulajdonságok, különösen az Isc értékének nagy érzékenysége a fénymegvilágításra a 2b. ábrán jobban látható). A rendelkezésre álló legnagyobb lézerintenzitásnál az IV görbék párhuzamosak egymással, ami az YBCO minta normál állapotát jelzi.
A lézerpont középpontja a katódelektródák körül helyezkedik el (lásd az 1i. ábrát). a, Különböző lézerintenzitásokkal besugárzott YBCO IV görbéi. b (fent), A nyitott áramköri feszültség (Voc) és a rövidzárlati áram (Isc) lézerintenzitás-függése. Az Isc értékek nem mérhetők alacsony fényintenzitásnál (< 110 mW/cm2), mivel az IV görbék párhuzamosak az I tengellyel, amikor a minta szupravezető állapotban van. b (lent), A differenciális ellenállás a lézerintenzitás függvényében.
A Voc és Isc lézerintenzitás-függését 80 K-en a 2b. ábra (felül) mutatja. A fotovoltaikus tulajdonságok a fényintenzitás három tartományában vizsgálhatók. Az első tartomány 0 és Pc között van, ahol az YBCO szupravezető, a Voc negatív és csökken (abszolút értéke növekszik) a fényintenzitással, és Pc-nél éri el a minimumát. A második tartomány Pc-től egy másik kritikus intenzitásig, P0-ig van, ahol a Voc növekszik, míg az Isc csökken a fényintenzitás növekedésével, és mindkettő eléri a nullát P0-nál. A harmadik tartomány P0 felett van, amíg az YBCO el nem éri a normál állapotát. Bár mind a Voc, mind az Isc ugyanúgy változik a fényintenzitással, mint a 2. tartományban, a P0 kritikus intenzitás felett ellentétes polaritással rendelkeznek. A P0 jelentősége abban rejlik, hogy nincs fotovoltaikus hatás, és a töltésszétválási mechanizmus minőségileg megváltozik ezen a ponton. Az YBCO minta nem szupravezetővé válik ebben a fényintenzitás-tartományban, de a normál állapotot még el kell érnie.
A rendszer fotovoltaikus jellemzői egyértelműen szorosan összefüggenek az YBCO szupravezetésével és szupravezető átmenetével. Az YBCO differenciális ellenállása, dV/dI, a lézerintenzitás függvényében a 2b. ábrán (alul) látható. Amint azt korábban említettük, a határfelületen a Cooper-párok diffúziója miatti elektromos potenciál beépülése a szupravezetőtől a fémig terjedő pontokra mutat. Az 50 K-en megfigyelthez hasonlóan a fotovoltaikus hatás a lézerintenzitás 0-ról Pc-re történő növelésével fokozódik. Amikor a lézerintenzitás eléri a Pc-nél kissé nagyobb értéket, az IV-görbe dőlni kezd, és a minta ellenállása megjelenik, de a határfelületi potenciál polaritása még nem változik. Az optikai gerjesztés szupravezetésre gyakorolt hatását a látható vagy közeli infravörös tartományban vizsgálták. Míg az alapvető folyamat a Cooper-párok feldarabolása és a szupravezetés megsemmisítése25,26, egyes esetekben a szupravezetés átmenete fokozható27,28,29, sőt, a szupravezetés új fázisai is indukálhatók30. A Pc ponton a szupravezetés hiánya a fotoindukált pártörésnek tulajdonítható. A P0 pontban a határfelületen lévő potenciál nullává válik, ami azt jelzi, hogy a határfelület mindkét oldalán a töltéssűrűség azonos szintet ér el az adott fényintenzitás mellett. A lézerintenzitás további növelése további Cooper-párok megsemmisülését eredményezi, és az YBCO fokozatosan visszaalakul p-típusú anyaggá. Az elektron- és Cooper-pár-diffúzió helyett a határfelület jellemzőit most az elektron- és lyukdiffúzió határozza meg, ami a határfelületen lévő elektromos tér polaritás-megfordulásához, következésképpen pozitív Voc értékhez vezet (vö. 1d, h ábra). Nagyon nagy lézerintenzitásnál az YBCO differenciális ellenállása a normál állapotnak megfelelő értékre telítődik, és mind a Voc, mind az Isc lineárisan változik a lézerintenzitással (2b ábra). Ez a megfigyelés azt mutatja, hogy a normál állapotú YBCO lézerbesugárzása már nem változtatja meg az ellenállását és a szupravezető-fém határfelület jellemzőit, hanem csak az elektron-lyuk párok koncentrációját növeli.
A hőmérséklet fotovoltaikus tulajdonságokra gyakorolt hatásának vizsgálatához a fém-szupravezető rendszert a katódon 502 mW/cm2 intenzitású kék lézerrel besugározták. Az 50 és 300 K közötti, kiválasztott hőmérsékleteken kapott IV görbéket a 3a. ábra mutatja. Az üresjárati feszültség (Voc), a rövidzárlati áram (Isc) és a differenciális ellenállás ezután ezekből az IV görbékből kinyerhető, és a 3b. ábra mutatja. Fény megvilágítás nélkül az összes, különböző hőmérsékleteken mért IV görbe a várakozásoknak megfelelően áthalad az origón (a 3a. ábra beillesztése). Az IV karakterisztikák drasztikusan megváltoznak a hőmérséklet növekedésével, amikor a rendszert viszonylag erős lézersugárral (502 mW/cm2) világítják meg. Alacsony hőmérsékleten az IV görbék az I tengellyel párhuzamos egyenesek, negatív Voc értékekkel. Ez a görbe a hőmérséklet növekedésével felfelé mozog, és egy kritikus Tcp hőmérsékleten fokozatosan egy nullától eltérő meredekségű vonallá alakul (3a. ábra (fent)). Úgy tűnik, hogy az összes IV karakterisztika görbe a harmadik kvadránsban egy pont körül forog. A Voc negatív értékről pozitív értékre nő, míg az Isc pozitív értékről negatív értékre csökken. Az YBCO eredeti szupravezető átmeneti hőmérséklete (Tc) felett az IV görbe a hőmérséklettel meglehetősen eltérően változik (3a. ábra alja). Először is, az IV görbék forgási középpontja az első kvadránsba tolódik. Másodszor, a Voc folyamatosan csökken, az Isc pedig növekszik a hőmérséklet növekedésével (3b. ábra teteje). Harmadszor, az IV görbék meredeksége lineárisan növekszik a hőmérséklettel, ami az YBCO pozitív hőmérsékleti ellenállási együtthatóját eredményezi (3b. ábra alja).
YBCO-Ag pasztarendszer fotovoltaikus jellemzőinek hőmérsékletfüggése 502 mW/cm2 lézeres megvilágítás alatt.
A lézerpont középpontja a katódelektródák körül helyezkedik el (lásd az 1i. ábrát). a, IV görbék 50 és 90 K között (felül) és 100 és 300 K között (alul), 5 K, illetve 20 K hőmérséklet-növekménnyel. Az a) kép az IV jelleggörbéket mutatja sötétben, különböző hőmérsékleteken. Minden görbe metszi az origópontot. b, nyitott áramköri feszültség (Voc) és rövidzárlati áram (Isc) (felül), valamint az YBCO differenciális ellenállása (dV/dI) (alul) a hőmérséklet függvényében. A nulla ellenállású szupravezető átmeneti hőmérsékletet (Tcp) nem adtuk meg, mert túl közel van Tc0-hoz.
A 3b. ábráról három kritikus hőmérséklet ismerhető fel: Tcp, amely felett az YBCO nem szupravezetővé válik; Tc0, amelyen mind a Voc, mind az Isc nullává válik; és Tc, az YBCO eredeti szupravezető átmeneti hőmérséklete lézerbesugárzás nélkül. Tcp ~ 55 K alatt a lézerrel besugárzott YBCO szupravezető állapotban van, viszonylag magas Cooper-pár-koncentrációval. A lézerbesugárzás hatása a nulla ellenállású szupravezető átmeneti hőmérséklet 89 K-ről ~55 K-re csökken (a 3b. ábra alja) a Cooper-párok koncentrációjának csökkentésével, a fotovoltaikus feszültség és áram előállításával. A növekvő hőmérséklet a Cooper-párokat is lebontja, ami a határfelületen lévő potenciál csökkenéséhez vezet. Következésképpen a Voc abszolút értéke kisebb lesz, bár a lézerfény intenzitása változatlan marad. A határfelületi potenciál a hőmérséklet további növekedésével egyre kisebb lesz, és Tc0-nál eléri a nullát. Ezen a ponton nincs fotovoltaikus hatás, mivel nincs belső tér, amely elválasztaná a fotoindukált elektron-lyuk párokat. Ezen kritikus hőmérséklet felett a potenciál polaritás-megfordulása következik be, mivel az Ag paszta szabad töltéssűrűsége nagyobb, mint az YBCO-é, amely fokozatosan visszaalakul egy p-típusú anyagba. Itt hangsúlyozni szeretnénk, hogy a Voc és Isc polaritás-megfordulása közvetlenül a nulla ellenállású szupravezető átmenet után következik be, függetlenül az átmenet okától. Ez a megfigyelés elsőként világosan feltárja a szupravezetés és a fém-szupravezető határfelületi potenciálhoz kapcsolódó fotovoltaikus hatások közötti összefüggést. A szupravezető-normál fém határfelületen lévő potenciál természete az elmúlt évtizedek kutatásainak középpontjában állt, de még mindig sok kérdés vár megválaszolásra. A fotovoltaikus hatás mérése hatékony módszernek bizonyulhat e fontos potenciál részleteinek (például erősségének és polaritásának stb.) feltárására, és ezáltal fényt deríthet a magas hőmérsékletű szupravezető közelségi hatásra.
A hőmérséklet további növelése Tc0-ról Tc-re a Cooper-párok koncentrációjának csökkenéséhez és a határfelületi potenciál növekedéséhez, következésképpen a Voc értékének növekedéséhez vezet. Tc-nél a Cooper-párok koncentrációja nullává válik, és a határfelületen a beépített potenciál eléri a maximumot, ami maximális Voc-ot és minimális Isc-t eredményez. A Voc és Isc (abszolút érték) gyors növekedése ebben a hőmérsékleti tartományban a szupravezető átmenetnek felel meg, amelyet ΔT ~ 3 K-ről ~ 34 K-re szélesít ki 502 mW/cm2 intenzitású lézerbesugárzás (3b. ábra). A Tc feletti normál állapotokban a Voc nyitott áramköri feszültsége a hőmérséklettel csökken (3b. ábra teteje), hasonlóan a Voc lineáris viselkedéséhez a pn-átmeneteken alapuló normál napelemek esetében31,32,33. Bár a Voc hőmérsékletfüggésének változása (−dVoc/dT), amely erősen függ a lézerintenzitástól, sokkal kisebb, mint a normál napelemek esetében, az YBCO-Ag átmenet Voc hőmérsékleti együtthatója nagyságrendileg megegyezik a napelemekével. Egy normál napelemes eszköz pn-átmenetének szivárgási árama a hőmérséklet növekedésével növekszik, ami a Voc csökkenéséhez vezet a hőmérséklet emelkedésével. Az ennél az Ag-szupravezető rendszernél megfigyelt lineáris IV görbék – egyrészt a nagyon kis határfelületi potenciál, másrészt a két heteroátmenet egymáshoz való kapcsolódása miatt – megnehezítik a szivárgási áram meghatározását. Mindazonáltal nagyon valószínűnek tűnik, hogy a szivárgási áram ugyanezen hőmérsékletfüggése felelős a kísérletünkben megfigyelt Voc viselkedésért. A definíció szerint az Isc az az áram, amely ahhoz szükséges, hogy negatív feszültséget állítsunk elő a Voc kompenzálására, így a teljes feszültség nulla. A hőmérséklet növekedésével a Voc kisebb lesz, így kevesebb áramra van szükség a negatív feszültség előállításához. Továbbá az YBCO ellenállása lineárisan növekszik a Tc feletti hőmérséklettel (3b. ábra alja), ami szintén hozzájárul az Isc kisebb abszolút értékéhez magas hőmérsékleten.
Figyeljük meg, hogy a 2. és 3. ábrán látható eredményeket a katódelektródák körüli terület lézerbesugárzásával kaptuk. A méréseket az anódra helyezett lézerponttal is megismételtük, és hasonló IV-karakterisztikákat és fotovoltaikus tulajdonságokat figyeltünk meg, azzal a különbséggel, hogy a Voc és Isc polaritása ebben az esetben megfordult. Mindezek az adatok a fotovoltaikus hatás mechanizmusára vezetnek, amely szorosan kapcsolódik a szupravezető-fém határfelülethez.
Összefoglalva, a lézerrel besugárzott szupravezető YBCO-Ag pasztarendszer inverzitási jellemzőit a hőmérséklet és a lézerintenzitás függvényében mértük. Figyelemre méltó fotovoltaikus hatást figyeltünk meg 50 és 300 K közötti hőmérsékleti tartományban. Megállapítottuk, hogy a fotovoltaikus tulajdonságok szorosan korrelálnak az YBCO kerámiák szupravezetésével. A Voc és Isc polaritás-megfordulása közvetlenül a fotoindukált szupravezetőből nem szupravezető állapotba való átmenet után következik be. A rögzített lézerintenzitáson mért Voc és Isc hőmérsékletfüggése szintén egyértelmű polaritás-megfordulást mutat egy olyan kritikus hőmérsékleten, amely felett a minta rezisztívvé válik. A lézerfoltnak a minta egy másik részére történő elhelyezésével megmutatjuk, hogy elektromos potenciál van a határfelületen, amely biztosítja a fotoindukált elektron-lyuk párok elválasztó erejét. Ez a határfelületi potenciál az YBCO-tól a fémelektród felé irányul, amikor az YBCO szupravezető, és az ellenkező irányba kapcsol, amikor a minta nem szupravezetővé válik. A potenciál eredete természetesen összefüggésben állhat a fém-szupravezető határfelületen fellépő közelségi hatással, amikor az YBCO szupravezető, és a becslések szerint ~10−8 mV 50 K-en, 502 mW/cm2 lézerintenzitás mellett. Egy p-típusú YBCO anyag érintkezése normál állapotban egy n-típusú Ag-pasztával kvázi-pn átmenetet hoz létre, amely felelős az YBCO kerámiák fotovoltaikus viselkedéséért magas hőmérsékleten. A fenti megfigyelések rávilágítottak a PV-effektusra a magas hőmérsékletű szupravezető YBCO kerámiákban, és utat nyitnak az új alkalmazásokhoz optoelektronikai eszközökben, például a gyors passzív fénydetektorokban és az egyfoton detektorokban.
A fotovoltaikus hatású kísérleteket egy 0,52 mm vastagságú és 8,64 × 2,26 mm2 téglalap alakú YBCO kerámia mintán végezték, és folyamatos hullámú kék lézerrel (λ = 450 nm) világították meg, 1,25 mm sugarú lézerfolttal. A vékonyréteg-minta helyett tömbi minta használata lehetővé teszi a szupravezető fotovoltaikus tulajdonságainak tanulmányozását anélkül, hogy a szubsztrátum komplex hatásával kellene foglalkoznunk6,7. Ezenkívül a tömbi anyag egyszerű előállítási eljárást és viszonylag alacsony költséget eredményezhet. A rézvezetékeket ezüstpasztával rögzítik az YBCO mintán, négy, körülbelül 1 mm átmérőjű kör alakú elektródát képezve. A két feszültségelektróda közötti távolság körülbelül 5 mm. A minta inverzitási jellemzőit kvarckristályos ablakkal ellátott rezgési minta magnetométerrel (VersaLab, Quantum Design) mérték. Az inverzitási görbék meghatározásához standard négyvezetékes módszert alkalmaztak. Az elektródák és a lézerfolt relatív helyzetét az 1i. ábra mutatja.
Hogyan idézzük ezt a cikket: Yang, F. et al. A fotovoltaikus hatás eredete szupravezető YBa2Cu3O6.96 kerámiákban. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG és Testardi, LR Szimmetria-tiltott lézerrel indukált feszültségek YBa2Cu3O7-ban. Phys. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).
Kwok, HS, Zheng, JP és Dong, SY Az anomális fotovoltaikus jel eredete az Y-Ba-Cu-O-ban. Phys. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).
Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR és Wang, GW. Lézerrel indukált feszültségek mérése szupravezető Bi-Sr-Ca-Cu-O esetén. Phys. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).
Tate, KL és munkatársai. Tranziens lézerrel indukált feszültségek szobahőmérsékletű YBa2Cu3O7-x filmekben. J. Appl. Phys. 67, 4375–4376 (1990).
Kwok, HS és Zheng, JP. Anomális fotovoltaikus válasz YBa2Cu3O7-ben. Phys. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).
Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. és Hiroi, Z. Fotogenerált lyukhordozó-injektálás YBa2Cu3O7−x-be oxid heterostruktúrában. Appl. Phys. Lett. 85, 2950–2952 (2004).
Asakura, D. és munkatársai. YBa2Cu3Oy vékonyrétegek fotoemissziós vizsgálata fény hatására. Phys. Rev. Lett. 93, 247006 (2004).
Yang, F. és munkatársai. Különböző oxigén parciális nyomáson hőkezelt YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb heteroátmenet fotovoltaikus hatása. Mater. Lett. 130, 51–53 (2014).
Aminov, BA és munkatársai. Kétréses szerkezet Yb(Y)Ba2Cu3O7-x egykristályokban. J. Supercond. 7, 361–365 (1994).
Kabanov, VV, Demsar, J., Podobnik, B. és Mihailovic, D. Kvázirészecske relaxációs dinamika különböző résszerkezetű szupravezetőkben: Elmélet és kísérletek az YBa2Cu3O7-δ-n. Phys. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).
Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ és Shen, BG Az YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb heteroátmenet egyenirányító tulajdonságai. Appl. Phys. Lett. 87, 222501 (2005).
Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL és Tanner, DB Excitonikus abszorpció és szupravezetés YBa2Cu3O7-δ-ban. Phys. Rev. Lett. 59, 919–922 (1987).
Yu, G., Heeger, AJ és Stucky, G. Tranziens fotoindukált vezetőképesség YBa2Cu3O6.3 félvezető egykristályokban: fotoindukált fémes állapot és fotoindukált szupravezetés keresése. Solid State Commun. 72, 345–349 (1989).
McMillan, WL A szupravezető közelségi hatás alagútmodellje. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).
Guéron, S. és munkatársai. Szupravezető közelségi hatás vizsgálata mezoszkopikus hosszúságskálán. Phys. Rev. Lett. 77, 3025–3028 (1996).
Annunziata, G. és Manske, D. Közelségi hatás nem centroszimmetrikus szupravezetőknél. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM és munkatársai. Erős szupravezető közelségi hatás Pb-Bi2Te3 hibrid struktúrákban. Sci. Rep. 2, 339 (2012).
Chapin, DM, Fuller, CS és Pearson, GL. Új szilícium pn-átmenetű fotocella a napsugárzás elektromos energiává alakítására. J. App. Phys. 25, 676–677 (1954).
Tomimoto, K. Szennyeződések hatása a szupravezető koherenciahosszra Zn- vagy Ni-adalékolt YBa2Cu3O6.9 egykristályokban. Phys. Rev. B 60, 114–117 (1999).
Ando, Y. és Segawa, K. Ikermentes YBa2Cu3Oy egykristályok mágneses ellenállása széles adalékolási tartományban: a koherenciahossz anomális lyukadalékolási függése. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).
Obertelli, SD és Cooper, JR: Szisztematika a nagy hőmérsékletű oxidok termoelektromos teljesítményében. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).
Sugai, S. és munkatársai. A koherens csúcs és az LO fonon módus töltéshordozó-sűrűségtől függő impulzuseltolódása p-típusú, nagy Tc-értékű szupravezetőkben. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).
Nojima, T. és munkatársai. Lyukredukció és elektronakkumuláció YBa2Cu3Oy vékonyrétegekben elektrokémiai technikával: Bizonyítékok az n-típusú fémes állapotra. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).
Tung, RT: A Schottky-gát magasságának fizikája és kémiája. Appl. Phys. Lett. 1, 011304 (2014).
Sai-Halasz, GA, Chi, CC, Denenstein, A. és Langenberg, DN: A dinamikus külső pártörés hatásai szupravezető filmekben. Phys. Rev. Lett. 33, 215–219 (1974).
Nieva, G. és munkatársai. Fény által indukált szupravezetés-növekedés. Appl. Phys. Lett. 60, 2159–2161 (1992).
Kudinov, VI és munkatársai. Perzisztens fotovezetés YBa2Cu3O6+x filmekben, mint a fémes és szupravezető fázisok felé történő fotodoppingolás módszere. Phys. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).
Mankowsky, R. és munkatársai. Nemlineáris rácsdinamika, mint a fokozott szupravezetés alapja az YBa2Cu3O6.5-ben. Nature 516, 71–74 (2014).
Fausti, D. és munkatársai. Fénnyel indukált szupravezetés csíkosan rendezett kuprátban. Science 331, 189–191 (2011).
El-Adawi, MK és Al-Nuaim, IA. A napelem VOC hőmérsékletfüggése a hatékonyság függvényében, új megközelítés szerint. Desalination 209, 91–96 (2007).
Vernon, SM és Anderson, WA: A hőmérséklet hatásai Schottky-korlátos szilícium napelemekben. Appl. Phys. Lett. 26, 707 (1975).
Katz, EA, Faiman, D. és Tuladhar, SM. A polimer-fullerén napelemek fotovoltaikus eszközparamétereinek hőmérsékletfüggése üzemi körülmények között. J. Appl. Phys. 90, 5343–5350 (2002).
Ezt a munkát a Kínai Nemzeti Természettudományi Alapítvány (támogatási szám: 60571063) és a Henan tartomány Alapkutatási Projektjei (támogatási szám: 122300410231) támogatták.
FY írta a tanulmány szövegét, MYH pedig elkészítette az YBCO kerámia mintát. FY és MYH végezték a kísérletet és elemezték az eredményeket. Az FGC vezette a projektet és az adatok tudományos értelmezését. Minden szerző átnézte a kéziratot.
Ez a mű a Creative Commons Nevezd meg! 4.0 Nemzetközi Licenc hatálya alá tartozik. A cikkben található képek vagy egyéb, harmadik féltől származó anyagok a cikk Creative Commons licencének hatálya alá tartoznak, kivéve, ha a forrásmegjelölésben másként van feltüntetve; ha az anyag nem tartozik a Creative Commons licenc hatálya alá, a felhasználóknak a licenctulajdonos engedélyét kell kérniük az anyag reprodukálásához. A licenc másolatának megtekintéséhez látogasson el a http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/ weboldalra.
Yang, F., Han, M. és Chang, F. A fotovoltaikus hatás eredete szupravezető YBa2Cu3O6.96 kerámiákban. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
A hozzászólás beküldésével elfogadod, hogy betartod a Felhasználási Feltételeinket és a Közösségi irányelveinket. Ha sértő vagy a feltételeinknek vagy irányelveinknek nem megfelelő tartalmat találsz, kérjük, jelöld meg nem megfelelőként.
Közzététel ideje: 2020. április 22.