Dziękujemy za odwiedzenie nature.com. Używasz wersji przeglądarki z ograniczoną obsługą CSS. Aby uzyskać najlepsze wrażenia, zalecamy korzystanie z nowszej przeglądarki (lub wyłączenie trybu zgodności w Internet Explorerze). W międzyczasie, aby zapewnić ciągłą obsługę, wyświetlamy witrynę bez stylów i JavaScript.
Opisujemy niezwykły efekt fotowoltaiczny w ceramice YBa2Cu3O6.96 (YBCO) w zakresie od 50 do 300 K indukowany przez oświetlenie niebieskim laserem, co jest bezpośrednio związane z nadprzewodnictwem YBCO i interfejsem YBCO-elektroda metaliczna. Istnieje odwrócenie polaryzacji dla napięcia obwodu otwartego Voc i prądu zwarcia Isc, gdy YBCO przechodzi ze stanu nadprzewodzącego do rezystancyjnego. Wykazujemy, że istnieje potencjał elektryczny na interfejsie nadprzewodnik-normalny metal, który zapewnia siłę rozdzielenia dla fotoindukowanych par elektron-dziura. Ten potencjał interfejsu kieruje się od YBCO do elektrody metalicznej, gdy YBCO jest nadprzewodzący i przełącza się w przeciwnym kierunku, gdy YBCO staje się nienadprzewodzący. Pochodzenie potencjału można łatwo powiązać z efektem zbliżeniowym na granicy metal-nadprzewodnik, gdy YBCO jest nadprzewodzący, a jego wartość szacuje się na ~10–8 mV przy 50 K z intensywnością lasera 502 mW/cm2. Połączenie materiału typu p YBCO w stanie normalnym z materiałem typu n Ag-paste tworzy złącze quasi-pn, które odpowiada za zachowanie fotowoltaiczne ceramiki YBCO w wysokich temperaturach. Nasze odkrycia mogą utorować drogę do nowych zastosowań urządzeń fotonowo-elektronicznych i rzucić więcej światła na efekt zbliżeniowy na granicy nadprzewodnik-metal.
Napięcie fotoindukowane w nadprzewodnikach wysokotemperaturowych zostało zgłoszone na początku lat 90. i od tego czasu jest szeroko badane, jednak jego natura i mechanizm pozostają nieustalone1,2,3,4,5. Cienkie warstwy YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8 są w szczególności intensywnie badane w formie ogniwa fotowoltaicznego (PV) ze względu na regulowaną przerwę energetyczną9,10,11,12,13. Jednak wysoka rezystancja podłoża zawsze prowadzi do niskiej wydajności konwersji urządzenia i maskuje podstawowe właściwości PV YBCO8. W niniejszym artykule przedstawiamy niezwykły efekt fotowoltaiczny indukowany przez oświetlenie niebieskim laserem (λ = 450 nm) w ceramice YBa2Cu3O6.96 (YBCO) w temperaturze od 50 do 300 K (Tc ~ 90 K). Pokazujemy, że efekt PV jest bezpośrednio związany z nadprzewodnictwem YBCO i naturą interfejsu YBCO-elektroda metaliczna. Istnieje odwrócenie polaryzacji dla napięcia obwodu otwartego Voc i prądu zwarcia Isc, gdy YBCO przechodzi z fazy nadprzewodzącej do stanu rezystancyjnego. Proponuje się, że istnieje potencjał elektryczny na interfejsie nadprzewodnik-normalny metal, który zapewnia siłę rozdzielenia dla par elektron-dziura indukowanych fotonicznie. Ten potencjał interfejsu kieruje się z YBCO do elektrody metalicznej, gdy YBCO jest nadprzewodzący i przełącza się w przeciwnym kierunku, gdy próbka staje się nienadprzewodząca. Pochodzenie potencjału może być naturalnie związane z efektem zbliżeniowym14,15,16,17 na interfejsie metal-nadprzewodnik, gdy YBCO jest nadprzewodzący, a jego wartość szacuje się na ~10−8 mV przy 50 K z intensywnością lasera równą 502 mW/cm2. Połączenie materiału typu p YBCO w stanie normalnym z materiałem typu n Ag-paste tworzy najprawdopodobniej złącze quasi-pn, które odpowiada za zachowanie PV ceramiki YBCO w wysokich temperaturach. Nasze obserwacje rzucają więcej światła na pochodzenie efektu PV w wysokotemperaturowej nadprzewodzącej ceramice YBCO i torują drogę do jego zastosowania w urządzeniach optoelektronicznych, takich jak szybki pasywny detektor światła itp.
Rysunek 1a–c pokazuje charakterystykę IV próbki ceramicznej YBCO w temperaturze 50 K. Bez oświetlenia światłem napięcie na próbce pozostaje na poziomie zerowym przy zmieniającym się prądzie, czego można oczekiwać od materiału nadprzewodzącego. Oczywisty efekt fotowoltaiczny pojawia się, gdy wiązka lasera jest skierowana na katodę (rys. 1a): krzywe IV równoległe do osi I przesuwają się w dół wraz ze wzrostem intensywności lasera. Oczywiste jest, że występuje ujemne napięcie fotoindukowane nawet bez prądu (często nazywane napięciem obwodu otwartego Voc). Zerowe nachylenie krzywej IV wskazuje, że próbka nadal jest nadprzewodząca pod oświetleniem laserowym.
(a–c) i 300 K (e–g). Wartości V(I) uzyskano przez przesuwanie prądu od −10 mA do +10 mA w próżni. Dla przejrzystości przedstawiono tylko część danych eksperymentalnych. a, Charakterystyki prądowo-napięciowe YBCO mierzone za pomocą plamki laserowej umieszczonej przy katodzie (i). Wszystkie krzywe IV są poziomymi liniami prostymi wskazującymi, że próbka nadal jest nadprzewodząca przy napromieniowaniu laserowym. Krzywa przesuwa się w dół wraz ze wzrostem intensywności lasera, wskazując, że istnieje ujemny potencjał (Voc) między dwoma przewodami napięciowymi nawet przy zerowym prądzie. Krzywe IV pozostają niezmienione, gdy laser jest skierowany na środek próbki w temperaturze 50 K (b) lub 300 K (f). Linia pozioma przesuwa się w górę, gdy anoda jest oświetlona (c). Schematyczny model złącza metal-nadprzewodnik w temperaturze 50 K pokazano na rysunku d. Charakterystyki prądowo-napięciowe YBCO w stanie normalnym w temperaturze 300 K, mierzone wiązką lasera skierowaną na katodę i anodę, podano odpowiednio w e i g. W przeciwieństwie do wyników w temperaturze 50 K, niezerowe nachylenie linii prostych wskazuje, że YBCO znajduje się w stanie normalnym; wartości Voc zmieniają się wraz z intensywnością światła w przeciwnym kierunku, co wskazuje na inny mechanizm rozdzielania ładunku. Możliwa struktura interfejsu w temperaturze 300 K jest przedstawiona na hj Rzeczywisty obraz próbki z przewodami.
Bogaty w tlen YBCO w stanie nadprzewodzącym może absorbować niemal całe spektrum światła słonecznego ze względu na bardzo małą przerwę energetyczną (Eg)9,10, tworząc w ten sposób pary elektron-dziura (e–h). Aby wytworzyć napięcie obwodu otwartego Voc poprzez absorpcję fotonów, konieczne jest przestrzenne rozdzielenie par eh generowanych przez fotony, zanim nastąpi rekombinacja18. Ujemny Voc, w stosunku do katody i anody, jak pokazano na rys. 1i, sugeruje, że istnieje potencjał elektryczny na granicy metal-nadprzewodnik, który zmiata elektrony do anody i dziury do katody. Jeśli tak jest, powinien również istnieć potencjał skierowany od nadprzewodnika do elektrody metalowej przy anodzie. W konsekwencji, dodatni Voc można uzyskać, jeśli obszar próbki w pobliżu anody zostanie oświetlony. Ponadto nie powinno być żadnych napięć indukowanych przez fotony, gdy plamka lasera jest skierowana na obszary oddalone od elektrod. Z pewnością tak jest, jak widać na rys. 1b,c!.
Gdy punkt świetlny przesuwa się od elektrody katodowej do środka próbki (około 1,25 mm od interfejsów), nie można zaobserwować żadnej zmiany krzywych IV ani Voc przy zwiększaniu intensywności lasera do maksymalnej dostępnej wartości (rys. 1b). Naturalnie, wynik ten można przypisać ograniczonemu czasowi życia nośników fotoindukowanych i brakowi siły rozdzielającej w próbce. Pary elektron-dziura mogą powstawać zawsze, gdy próbka jest oświetlona, ale większość par e–h zostanie unicestwiona i nie obserwuje się żadnego efektu fotowoltaicznego, jeśli punkt lasera pada na obszary oddalone od którejkolwiek z elektrod. Przesuwając punkt lasera do elektrod anodowych, krzywe IV równoległe do osi I przesuwają się w górę wraz ze wzrostem intensywności lasera (rys. 1c). Podobne wbudowane pole elektryczne występuje w złączu metal-nadprzewodnik przy anodzie. Jednak tym razem metalowa elektroda łączy się z dodatnim przewodem układu testowego. Otwory wytworzone przez laser są wypychane do anody, co powoduje dodatnią wartość Voc. Przedstawione tutaj wyniki stanowią silny dowód na to, że rzeczywiście istnieje potencjał interfejsu skierowany od nadprzewodnika do elektrody metalowej.
Efekt fotowoltaiczny w ceramice YBa2Cu3O6.96 w temperaturze 300 K pokazano na rys. 1e–g. Bez oświetlenia światłem krzywa IV próbki jest linią prostą przecinającą początek układu współrzędnych. Ta linia prosta porusza się w górę równolegle do pierwotnej linii ze wzrastającą intensywnością lasera naświetlającego wyprowadzenia katody (rys. 1e). Istnieją dwa przypadki graniczne interesujące dla urządzenia fotowoltaicznego. Warunek zwarcia występuje, gdy V = 0. Prąd w tym przypadku jest określany jako prąd zwarcia (Isc). Drugim przypadkiem granicznym jest warunek obwodu otwartego (Voc), który występuje, gdy R→∞ lub prąd jest równy zero. Rysunek 1e wyraźnie pokazuje, że Voc jest dodatni i wzrasta wraz ze wzrostem natężenia światła, w przeciwieństwie do wyniku uzyskanego w temperaturze 50 K; podczas gdy obserwuje się, że ujemna wartość Isc wzrasta wraz z oświetleniem światłem, co jest typowym zachowaniem normalnych ogniw słonecznych.
Podobnie, gdy wiązka lasera jest skierowana na obszary oddalone od elektrod, krzywa V(I) jest niezależna od intensywności lasera i nie występuje żaden efekt fotowoltaiczny (rys. 1f). Podobnie jak w przypadku pomiaru w temperaturze 50 K, krzywe IV przesuwają się w przeciwnym kierunku, gdy elektroda anodowa jest napromieniowana (rys. 1g). Wszystkie te wyniki uzyskane dla tego układu pasty YBCO-Ag w temperaturze 300 K z laserem napromieniowanym w różnych pozycjach próbki są zgodne z potencjałem interfejsu przeciwnym do tego obserwowanego w temperaturze 50 K.
Większość elektronów kondensuje się w parach Coopera w nadprzewodzącym YBCO poniżej jego temperatury przejścia Tc. Podczas gdy w elektrodzie metalowej, wszystkie elektrony pozostają w formie osobliwej. Istnieje duży gradient gęstości zarówno dla osobliwych elektronów, jak i par Coopera w pobliżu interfejsu metal-nadprzewodnik. Osobliwe elektrony nośników większościowych w materiale metalicznym będą dyfundować do obszaru nadprzewodnika, podczas gdy pary Coopera nośników większościowych w obszarze YBCO będą dyfundować do obszaru metalu. Ponieważ pary Coopera niosące więcej ładunków i mające większą ruchliwość niż osobliwe elektrony dyfundują z YBCO do obszaru metalicznego, dodatnio naładowane atomy pozostają w tyle, co powoduje powstanie pola elektrycznego w obszarze ładunku przestrzennego. Kierunek tego pola elektrycznego pokazano na schemacie na rys. 1d. Padające oświetlenie fotonowe w pobliżu obszaru ładunku przestrzennego może tworzyć pary eh, które zostaną rozdzielone i wymiecione, wytwarzając fotoprąd w kierunku polaryzacji zaporowej. Gdy tylko elektrony wydostaną się z wbudowanego pola elektrycznego, zostają skondensowane w pary i płyną do drugiej elektrody bez oporu. W tym przypadku Voc jest przeciwne do wstępnie ustawionej polaryzacji i wyświetla wartość ujemną, gdy wiązka lasera jest skierowana na obszar wokół elektrody ujemnej. Na podstawie wartości Voc można oszacować potencjał na interfejsie: odległość między dwoma przewodami napięciowymi d wynosi ~5 × 10−3 m, grubość interfejsu metal-nadprzewodnik, di, powinna być tego samego rzędu wielkości co długość koherencji nadprzewodnika YBCO (~1 nm)19,20, weź wartość Voc = 0,03 mV, potencjał Vms na interfejsie metal-nadprzewodnik jest oceniany na ~10−11 V przy 50 K z intensywnością lasera równą 502 mW/cm2, przy użyciu równania,
Chcemy tutaj podkreślić, że napięcia fotoindukowanego nie można wyjaśnić efektem fototermicznym. Eksperymentalnie ustalono, że współczynnik Seebecka nadprzewodnika YBCO wynosi Ss = 021. Współczynnik Seebecka dla przewodów miedzianych mieści się w zakresie SCu = 0,34–1,15 μV/K3. Temperaturę przewodu miedzianego w punkcie lasera można podnieść o niewielką wartość 0,06 K przy maksymalnej intensywności lasera dostępnej przy 50 K. Może to wytworzyć potencjał termoelektryczny o wartości 6,9 × 10−8 V, który jest o trzy rzędy wielkości mniejszy niż Voc uzyskany na rys. 1 (a). Oczywiste jest, że efekt termoelektryczny jest zbyt mały, aby wyjaśnić wyniki eksperymentalne. W rzeczywistości zmiana temperatury spowodowana napromieniowaniem laserowym zniknęłaby w czasie krótszym niż jedna minuta, więc wkład efektu termicznego można bezpiecznie zignorować.
Ten efekt fotowoltaiczny YBCO w temperaturze pokojowej ujawnia, że występuje tu inny mechanizm rozdzielania ładunku. Nadprzewodzący YBCO w stanie normalnym jest materiałem typu p z dziurami jako nośnikami ładunku22,23, podczas gdy metaliczna pasta Ag ma cechy materiału typu n. Podobnie jak w przypadku złączy pn, dyfuzja elektronów w paście srebrnej i dziurach w ceramice YBCO utworzy wewnętrzne pole elektryczne skierowane do ceramiki YBCO na granicy faz (rys. 1h). To właśnie to pole wewnętrzne zapewnia siłę rozdzielania i prowadzi do dodatniego Voc i ujemnego Isc dla układu pasty YBCO-Ag w temperaturze pokojowej, jak pokazano na rys. 1e. Alternatywnie, Ag-YBCO może utworzyć złącze Schottky'ego typu p, które również prowadzi do potencjału interfejsu o tej samej biegunowości, co w modelu przedstawionym powyżej24.
Aby zbadać szczegółowy proces ewolucji właściwości fotowoltaicznych podczas nadprzewodzącego przejścia YBCO, krzywe IV próbki w temperaturze 80 K zmierzono przy wybranych natężeniach lasera oświetlającego elektrodę katodową (rys. 2). Bez napromieniowania laserem napięcie na próbce utrzymuje się na poziomie zerowym niezależnie od prądu, co wskazuje na nadprzewodzący stan próbki w temperaturze 80 K (rys. 2a). Podobnie jak dane uzyskane w temperaturze 50 K, krzywe IV równoległe do osi I przesuwają się w dół wraz ze wzrostem natężenia lasera, aż do osiągnięcia wartości krytycznej Pc. Powyżej tej krytycznej intensywności lasera (Pc) nadprzewodnik przechodzi z fazy nadprzewodzącej do fazy rezystancyjnej; napięcie zaczyna rosnąć wraz z natężeniem prądu ze względu na pojawienie się oporu w nadprzewodniku. W rezultacie krzywa IV zaczyna przecinać się z osią I i osią V, co prowadzi początkowo do ujemnego Voc i dodatniego Isc. Teraz próbka wydaje się być w szczególnym stanie, w którym polaryzacja Voc i Isc jest niezwykle wrażliwa na natężenie światła; przy bardzo małym wzroście natężenia światła Isc jest przekształcana z wartości dodatniej na ujemną, a Voc z wartości ujemnej na dodatnią, przechodząc przez początek (wysoka wrażliwość właściwości fotowoltaicznych, szczególnie wartość Isc, na oświetlenie światłem jest widoczna wyraźniej na rys. 2b). Przy najwyższej dostępnej intensywności lasera krzywe IV mają być równoległe do siebie, co oznacza normalny stan próbki YBCO.
Środek plamki laserowej jest umieszczony wokół elektrod katodowych (patrz rys. 1i). a, Krzywe IV YBCO napromieniowanego laserem o różnej intensywności. b (góra), Zależność intensywności lasera od napięcia obwodu otwartego Voc i prądu zwarcia Isc. Wartości Isc nie można uzyskać przy niskiej intensywności światła (< 110 mW/cm2), ponieważ krzywe IV są równoległe do osi I, gdy próbka znajduje się w stanie nadprzewodzącym. b (dół), rezystancja różnicowa jako funkcja intensywności lasera.
Zależność intensywności lasera Voc i Isc w temperaturze 80 K pokazano na rys. 2b (góra). Właściwości fotowoltaiczne można omówić w trzech obszarach intensywności światła. Pierwszy obszar znajduje się między 0 a Pc, w którym YBCO jest nadprzewodzący, Voc jest ujemny i maleje (wartość bezwzględna wzrasta) wraz z intensywnością światła i osiąga minimum przy Pc. Drugi obszar znajduje się od Pc do innej krytycznej intensywności P0, w której Voc wzrasta, podczas gdy Isc maleje wraz ze wzrostem intensywności światła i oba osiągają zero przy P0. Trzeci obszar znajduje się powyżej P0, aż do osiągnięcia normalnego stanu YBCO. Chociaż zarówno Voc, jak i Isc zmieniają się wraz z intensywnością światła w taki sam sposób, jak w obszarze 2, mają przeciwną biegunowość powyżej krytycznej intensywności P0. Znaczenie P0 polega na tym, że nie ma efektu fotowoltaicznego, a mechanizm rozdzielania ładunków zmienia się jakościowo w tym konkretnym punkcie. Próbka YBCO staje się nieprzewodząca w tym zakresie intensywności światła, ale normalny stan jeszcze nie został osiągnięty.
Oczywiste jest, że charakterystyki fotowoltaiczne układu są ściśle związane z nadprzewodnictwem YBCO i jego przejściem nadprzewodzącym. Różnicowy opór, dV/dI, YBCO pokazano na rys. 2b (na dole) jako funkcję intensywności lasera. Jak wspomniano wcześniej, wbudowany potencjał elektryczny w interfejsie z powodu punktów dyfuzji pary Coopera z nadprzewodnika do metalu. Podobnie jak obserwowany przy 50 K, efekt fotowoltaiczny jest wzmacniany wraz ze wzrostem intensywności lasera od 0 do Pc. Gdy intensywność lasera osiągnie wartość nieznacznie powyżej Pc, krzywa IV zaczyna się przechylać i zaczyna pojawiać się opór próbki, ale polaryzacja potencjału interfejsu nie ulega jeszcze zmianie. Wpływ wzbudzenia optycznego na nadprzewodnictwo został zbadany w obszarze widzialnym lub bliskiej podczerwieni. Podczas gdy podstawowy proces polega na rozbiciu par Coopera i zniszczeniu nadprzewodnictwa25,26, w niektórych przypadkach przejście nadprzewodnictwa może zostać wzmocnione27,28,29, można nawet wywołać nowe fazy nadprzewodnictwa30. Brak nadprzewodnictwa przy Pc można przypisać fotoindukowanemu rozbiciu pary. W punkcie P0 potencjał na interfejsie staje się zerowy, co wskazuje, że gęstość ładunku po obu stronach interfejsu osiąga ten sam poziom przy tej konkretnej intensywności oświetlenia światłem. Dalszy wzrost intensywności lasera powoduje zniszczenie większej liczby par Coopera, a YBCO stopniowo przekształca się z powrotem w materiał typu p. Zamiast dyfuzji elektronów i par Coopera, cecha interfejsu jest teraz określana przez dyfuzję elektronów i dziur, co prowadzi do odwrócenia biegunowości pola elektrycznego w interfejsie i w konsekwencji dodatniego Voc (porównaj rys. 1d, h). Przy bardzo wysokiej intensywności lasera, różnicowy opór YBCO nasyca się do wartości odpowiadającej stanowi normalnemu, a zarówno Voc, jak i Isc mają tendencję do liniowej zmiany wraz z intensywnością lasera (rys. 2b). Ta obserwacja ujawnia, że napromieniowanie laserowe na YBCO w stanie normalnym nie zmieni już jego oporności i właściwości interfejsu nadprzewodnik-metal, ale jedynie zwiększy stężenie par elektron-dziura.
Aby zbadać wpływ temperatury na właściwości fotowoltaiczne, układ metal-nadprzewodnik został napromieniowany na katodzie niebieskim laserem o natężeniu 502 mW/cm2. Krzywe IV uzyskane w wybranych temperaturach pomiędzy 50 i 300 K przedstawiono na rys. 3a. Następnie z tych krzywych IV można uzyskać napięcie obwodu otwartego Voc, prąd zwarcia Isc i rezystancję różnicową, które przedstawiono na rys. 3b. Bez oświetlenia światłem wszystkie krzywe IV mierzone w różnych temperaturach przechodzą przez początek układu współrzędnych, jak oczekiwano (wstawka na rys. 3a). Charakterystyki IV zmieniają się drastycznie wraz ze wzrostem temperatury, gdy układ jest oświetlany stosunkowo silną wiązką lasera (502 mW/cm2). W niskich temperaturach krzywe IV są liniami prostymi równoległymi do osi I z ujemnymi wartościami Voc. Krzywa ta przesuwa się w górę wraz ze wzrostem temperatury i stopniowo przekształca się w linię o nachyleniu różnym od zera w temperaturze krytycznej Tcp (rys. 3a (góra)). Wydaje się, że wszystkie charakterystyczne krzywe IV obracają się wokół punktu w trzeciej ćwiartce. Voc wzrasta od wartości ujemnej do dodatniej, podczas gdy Isc maleje od wartości dodatniej do ujemnej. Powyżej pierwotnej temperatury przejścia nadprzewodzącego Tc YBCO, krzywa IV zmienia się w zależności od temperatury w dość odmienny sposób (dół rys. 3a). Po pierwsze, środek obrotu krzywych IV przesuwa się do pierwszej ćwiartki. Po drugie, Voc stale maleje, a Isc rośnie wraz ze wzrostem temperatury (góra rys. 3b). Po trzecie, nachylenie krzywych IV wzrasta liniowo wraz z temperaturą, co skutkuje dodatnim współczynnikiem temperaturowym rezystancji dla YBCO (dół rys. 3b).
Zależność temperaturowa charakterystyk fotowoltaicznych układu pasty YBCO-Ag przy oświetleniu laserem 502 mW/cm2.
Środek plamki lasera jest umieszczony wokół elektrod katodowych (patrz rys. 1i). a, krzywe IV uzyskane od 50 do 90 K (góra) i od 100 do 300 K (dół) ze wzrostem temperatury odpowiednio o 5 K i 20 K. Wkładka a pokazuje charakterystyki IV w kilku temperaturach w ciemności. Wszystkie krzywe przecinają punkt początkowy. b, napięcie obwodu otwartego Voc i prąd zwarcia Isc (góra) oraz rezystancja różnicowa, dV/dI, YBCO (dół) jako funkcja temperatury. Temperatura przejścia nadprzewodzącego o zerowej rezystancji Tcp nie jest podana, ponieważ jest zbyt bliska Tc0.
Na rys. 3b można rozpoznać trzy krytyczne temperatury: Tcp, powyżej której YBCO staje się nienadprzewodzące; Tc0, w której zarówno Voc, jak i Isc stają się zerowe oraz Tc, pierwotna temperatura początku nadprzewodzącego przejścia YBCO bez napromieniowania laserowego. Poniżej Tcp ~ 55 K, napromieniowane laserowo YBCO jest w stanie nadprzewodzącym ze stosunkowo wysokim stężeniem par Coopera. Efektem napromieniowania laserowego jest obniżenie temperatury nadprzewodzącego przejścia zerowej rezystancji z 89 K do ~55 K (dół rys. 3b) poprzez zmniejszenie stężenia par Coopera, oprócz wytwarzania napięcia i prądu fotowoltaicznego. Wzrost temperatury również rozbija pary Coopera, co prowadzi do niższego potencjału w interfejsie. W konsekwencji, wartość bezwzględna Voc stanie się mniejsza, chociaż zostanie zastosowane takie samo natężenie oświetlenia laserowego. Potencjał interfejsu będzie stawał się coraz mniejszy wraz z dalszym wzrostem temperatury i osiągnie zero przy Tc0. W tym szczególnym punkcie nie występuje efekt fotowoltaiczny, ponieważ nie ma pola wewnętrznego, które oddzielałoby fotoindukowane pary elektron-dziura. Odwrócenie biegunowości potencjału następuje powyżej tej krytycznej temperatury, ponieważ gęstość ładunku swobodnego w paście Ag jest większa niż w YBCO, która jest stopniowo przenoszona z powrotem do materiału typu p. Tutaj chcemy podkreślić, że odwrócenie biegunowości Voc i Isc następuje bezpośrednio po przejściu nadprzewodzącym o zerowej rezystancji, niezależnie od przyczyny przejścia. Ta obserwacja wyraźnie ujawnia po raz pierwszy korelację między nadprzewodnictwem a efektami fotowoltaicznymi związanymi z potencjałem interfejsu metal-nadprzewodnik. Natura tego potencjału na interfejsie nadprzewodnik-normalny metal była przedmiotem badań przez ostatnie kilka dekad, ale wciąż pozostaje wiele pytań, na które należy odpowiedzieć. Pomiar efektu fotowoltaicznego może okazać się skuteczną metodą eksploracji szczegółów (takich jak jego siła i biegunowość itp.) tego ważnego potencjału, a tym samym rzucić światło na efekt bliskości nadprzewodzącego nadprzewodnictwa w wysokiej temperaturze.
Dalszy wzrost temperatury od Tc0 do Tc prowadzi do mniejszego stężenia par Coopera i wzmocnienia potencjału interfejsu, a w konsekwencji większego Voc. W Tc stężenie par Coopera staje się zerowe, a potencjał wbudowany na interfejsie osiąga maksimum, co skutkuje maksymalnym Voc i minimalnym Isc. Szybki wzrost Voc i Isc (wartość bezwzględna) w tym zakresie temperatur odpowiada przejściu nadprzewodzącemu, które jest poszerzane z ΔT ~ 3 K do ~34 K przez napromieniowanie laserowe o natężeniu 502 mW/cm2 (rys. 3b). W stanach normalnych powyżej Tc napięcie obwodu otwartego Voc maleje wraz z temperaturą (góra rys. 3b), podobnie do liniowego zachowania Voc w przypadku normalnych ogniw słonecznych opartych na złączach pn31,32,33. Chociaż szybkość zmiany Voc wraz z temperaturą (−dVoc/dT), która silnie zależy od intensywności lasera, jest znacznie mniejsza niż w przypadku normalnych ogniw słonecznych, współczynnik temperaturowy Voc dla złącza YBCO-Ag ma ten sam rząd wielkości co ogniwa słoneczne. Prąd upływu złącza pn dla normalnego ogniwa słonecznego wzrasta wraz ze wzrostem temperatury, co prowadzi do spadku Voc wraz ze wzrostem temperatury. Liniowe krzywe IV zaobserwowane dla tego układu Ag-nadprzewodnik, ze względu po pierwsze na bardzo mały potencjał interfejsu, a po drugie na połączenie zwrotne dwóch heterozłączy, utrudniają określenie prądu upływu. Niemniej jednak wydaje się bardzo prawdopodobne, że ta sama zależność prądu upływu od temperatury jest odpowiedzialna za zachowanie Voc zaobserwowane w naszym eksperymencie. Zgodnie z definicją, Isc to prąd potrzebny do wytworzenia ujemnego napięcia w celu skompensowania Voc, tak aby całkowite napięcie było równe zero. Wraz ze wzrostem temperatury Voc staje się mniejszy, tak że potrzeba mniej prądu do wytworzenia ujemnego napięcia. Co więcej, rezystancja YBCO liniowo wzrasta wraz ze wzrostem temperatury powyżej Tc (dół rys. 3b), co także przyczynia się do mniejszej wartości bezwzględnej Isc w wysokich temperaturach.
Należy zauważyć, że wyniki podane na rys. 2,3 uzyskano poprzez napromieniowanie laserowe obszaru wokół elektrod katodowych. Pomiary powtórzono również z plamką laserową umieszczoną przy anodzie i zaobserwowano podobne charakterystyki IV i właściwości fotowoltaiczne, z wyjątkiem tego, że w tym przypadku biegunowość Voc i Isc została odwrócona. Wszystkie te dane prowadzą do mechanizmu efektu fotowoltaicznego, który jest ściśle związany z interfejsem nadprzewodnik-metal.
Podsumowując, charakterystyki IV napromieniowanego laserowo nadprzewodzącego układu pasty YBCO-Ag zostały zmierzone jako funkcje temperatury i intensywności lasera. Zaobserwowano niezwykły efekt fotowoltaiczny w zakresie temperatur od 50 do 300 K. Stwierdzono, że właściwości fotowoltaiczne silnie korelują z nadprzewodnictwem ceramiki YBCO. Odwrócenie biegunowości Voc i Isc następuje bezpośrednio po fotoindukowanym przejściu z nadprzewodnictwa do nienadprzewodnictwa. Zależność temperaturowa Voc i Isc mierzona przy stałej intensywności lasera pokazuje również wyraźne odwrócenie biegunowości w temperaturze krytycznej, powyżej której próbka staje się rezystancyjna. Umieszczając plamkę lasera w innej części próbki, pokazujemy, że istnieje potencjał elektryczny na interfejsie, który zapewnia siłę rozdzielenia dla fotoindukowanych par elektron-dziura. Ten potencjał interfejsu kieruje się od YBCO do elektrody metalowej, gdy YBCO jest nadprzewodzące i przełącza się w przeciwnym kierunku, gdy próbka staje się nienadprzewodząca. Pochodzenie potencjału może być naturalnie związane z efektem zbliżeniowym na granicy metal-nadprzewodnik, gdy YBCO jest nadprzewodzący i szacuje się, że wynosi ~10−8 mV przy 50 K przy intensywności lasera 502 mW/cm2. Kontakt materiału typu p YBCO w stanie normalnym z materiałem typu n Ag-paste tworzy złącze quasi-pn, które odpowiada za zachowanie fotowoltaiczne ceramiki YBCO w wysokich temperaturach. Powyższe obserwacje rzucają światło na efekt PV w wysokotemperaturowej nadprzewodzącej ceramice YBCO i torują drogę do nowych zastosowań w urządzeniach optoelektronicznych, takich jak szybki pasywny detektor światła i detektor pojedynczego fotonu.
Eksperymenty z efektem fotowoltaicznym przeprowadzono na ceramicznej próbce YBCO o grubości 0,52 mm i prostokątnym kształcie 8,64 × 2,26 mm2 i oświetlono ją ciągłym niebieskim laserem (λ = 450 nm) o promieniu plamki lasera 1,25 mm. Zastosowanie próbki masowej, a nie cienkowarstwowej, pozwala nam badać właściwości fotowoltaiczne nadprzewodnika bez konieczności zajmowania się złożonym wpływem podłoża6,7. Ponadto materiał masowy może sprzyjać prostej procedurze przygotowania i stosunkowo niskim kosztom. Przewody miedziane są scalone na próbce YBCO z pastą srebrną, tworząc cztery okrągłe elektrody o średnicy około 1 mm. Odległość między dwiema elektrodami napięciowymi wynosi około 5 mm. Charakterystyki IV próbki mierzono za pomocą magnetometru wibracyjnego (VersaLab, Quantum Design) z okienkiem z kryształu kwarcowego. Do uzyskania krzywych IV zastosowano standardową metodę czteroprzewodową. Wzajemne położenie elektrod i plamki lasera pokazano na rys. 1i.
Jak cytować ten artykuł: Yang, F. i in. Pochodzenie efektu fotowoltaicznego w nadprzewodzącej ceramice YBa2Cu3O6.96. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG i Testardi, LR Napięcia laserowe indukowane przez symetrię zabronione w YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).
Kwok, HS, Zheng, JP i Dong, SY Pochodzenie anomalnego sygnału fotowoltaicznego w Y-Ba-Cu-O. Phys. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).
Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR i Wang, GW Pomiar napięć indukowanych laserowo w nadprzewodzącym Bi-Sr-Ca-Cu-O. Phys. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).
Tate, KL i in. Przejściowe napięcia indukowane laserowo w warstwach YBa2Cu3O7-x w temperaturze pokojowej. J. Appl. Phys. 67, 4375–4376 (1990).
Kwok, HS i Zheng, JP Anomalna odpowiedź fotowoltaiczna w YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).
Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. i Hiroi, Z. Fotogenerowany wtrysk nośnika dziur do YBa2Cu3O7−x w heterostrukturze tlenkowej. Appl. Phys. Lett. 85, 2950–2952 (2004).
Asakura, D. i in. Badanie fotoemisji cienkich warstw YBa2Cu3Oy pod wpływem oświetlenia światłem. Phys. Rev. Lett. 93, 247006 (2004).
Yang, F. i in. Efekt fotowoltaiczny heterozłącza YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb wyżarzanego przy różnym ciśnieniu parcjalnym tlenu. Mater. Lett. 130, 51–53 (2014).
Aminov, BA i in. Struktura dwuprzerwowa w monokryształach Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. J. Supercond. 7, 361–365 (1994).
Kabanov, VV, Demsar, J., Podobnik, B. i Mihailovic, D. Dynamika relaksacji kwazicząstek w nadprzewodnikach o różnych strukturach szczelinowych: teoria i eksperymenty na YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).
Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ i Shen, BG Właściwości prostujące heterozłącza YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb. Appl. Phys. Lett. 87, 222501 (2005).
Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL i Tanner, DB Absorpcja ekscytonowa i nadprzewodnictwo w YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. Lett. 59, 919–922 (1987).
Yu, G., Heeger, AJ i Stucky, G. Przejściowa fotoindukowana przewodność w półprzewodnikowych monokryształach YBa2Cu3O6.3: poszukiwanie fotoindukowanego stanu metalicznego i fotoindukowanej nadprzewodności. Solid State Commun. 72, 345–349 (1989).
McMillan, WL Model tunelowania efektu zbliżeniowego nadprzewodzącego. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).
Guéron, S. i in. Nadprzewodzący efekt zbliżeniowy badany w skali długości mezoskopowej. Phys. Rev. Lett. 77, 3025–3028 (1996).
Annunziata, G. & Manske, D. Efekt bliskości z nadprzewodnikami niecentrosymetrycznymi. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM i in. Silny efekt zbliżeniowy nadprzewodzący w strukturach hybrydowych Pb-Bi2Te3. Sci. Rep. 2, 339 (2012).
Chapin, DM, Fuller, CS i Pearson, GL Nowa fotokomórka z krzemowym złączem pn do przetwarzania promieniowania słonecznego na energię elektryczną. J. App. Phys. 25, 676–677 (1954).
Tomimoto, K. Wpływ zanieczyszczeń na długość koherencji nadprzewodzącej w monokryształach YBa2Cu3O6.9 domieszkowanych Zn lub Ni. Phys. Rev. B 60, 114–117 (1999).
Ando, Y. & Segawa, K. Magnetorezystancja niesplątanych pojedynczych kryształów YBa2Cu3Oy w szerokim zakresie domieszkowania: anomalna zależność długości koherencji od domieszkowania dziurowego. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).
Obertelli, SD i Cooper, JR Systematyka mocy termoelektrycznej tlenków o wysokiej zawartości T. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).
Sugai, S. i in. Przesunięcie pędu koherentnego piku zależne od gęstości nośnej i trybu fononowego LO w nadprzewodnikach typu p o wysokiej zawartości Tc. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).
Nojima, T. i in. Redukcja dziur i akumulacja elektronów w cienkich warstwach YBa2Cu3Oy przy użyciu techniki elektrochemicznej: dowody na metaliczny stan typu n. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).
Tung, RT Fizyka i chemia wysokości bariery Schottky’ego. Appl. Phys. Lett. 1, 011304 (2014).
Sai-Halasz, GA, Chi, CC, Denenstein, A. i Langenberg, DN Efekty dynamicznego zewnętrznego rozbijania par w warstwach nadprzewodzących. Phys. Rev. Lett. 33, 215–219 (1974).
Nieva, G. i in. Wzmocnienie nadprzewodnictwa wywołane światłem. Appl. Phys. Lett. 60, 2159–2161 (1992).
Kudinov, VI i in. Trwała fotoprzewodność w warstwach YBa2Cu3O6+x jako metoda fotodomieszkowania faz metalicznych i nadprzewodzących. Phys. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).
Mankowsky, R. i in. Nieliniowa dynamika sieci jako podstawa zwiększonego nadprzewodnictwa w YBa2Cu3O6,5. Nature 516, 71–74 (2014).
Fausti, D. i in. Nadprzewodnictwo indukowane światłem w uporządkowanym paskowo kubracie. Science 331, 189–191 (2011).
El-Adawi, MK i Al-Nuaim, IA Zależność funkcjonalna temperatury LZO dla ogniwa słonecznego w odniesieniu do jego wydajności, nowe podejście. Desalination 209, 91–96 (2007).
Vernon, SM i Anderson, WA Wpływ temperatury na ogniwa słoneczne z barierą Schottky’ego. Appl. Phys. Lett. 26, 707 (1975).
Katz, EA, Faiman, D. i Tuladhar, SM Zależność temperaturowa parametrów urządzenia fotowoltaicznego ogniw słonecznych polimerowo-fulerenowych w warunkach roboczych. J. Appl. Phys. 90, 5343–5350 (2002).
Prace te były wspierane przez Narodową Fundację Nauk Przyrodniczych Chin (dotacja nr 60571063) oraz Podstawowe Projekty Badawcze Prowincji Henan w Chinach (dotacja nr 122300410231).
FY napisał tekst artykułu, a MYH przygotował próbkę ceramiki YBCO. FY i MYH przeprowadzili eksperyment i przeanalizowali wyniki. FGC kierował projektem i naukową interpretacją danych. Wszyscy autorzy przejrzeli manuskrypt.
Ta praca jest licencjonowana na podstawie licencji Creative Commons Attribution 4.0 International License. Obrazy lub inne materiały stron trzecich w tym artykule są objęte licencją Creative Commons, chyba że wskazano inaczej w linii kredytowej; jeśli materiał nie jest objęty licencją Creative Commons, użytkownicy będą musieli uzyskać pozwolenie od posiadacza licencji na reprodukcję materiału. Aby wyświetlić kopię tej licencji, odwiedź stronę http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
Yang, F., Han, M. i Chang, F. Pochodzenie efektu fotowoltaicznego w nadprzewodzącej ceramice YBa2Cu3O6.96. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
Przesyłając komentarz, zgadzasz się przestrzegać naszych Warunków i Wytycznych społeczności. Jeśli znajdziesz coś obraźliwego lub niezgodnego z naszymi warunkami lub wytycznymi, zgłoś to jako nieodpowiednie.
Czas publikacji: 22-kwi-2020