Geneza efektu fotowoltaicznego w nadprzewodzącej ceramice YBa2Cu3O6,96

Dziękujemy za odwiedzenie strony nature.com. Używasz wersji przeglądarki z ograniczoną obsługą CSS. Aby uzyskać najlepsze wrażenia, zalecamy korzystanie z nowszej wersji przeglądarki (lub wyłączenie trybu zgodności w przeglądarce Internet Explorer). W międzyczasie, aby zapewnić ciągłą obsługę, wyświetlamy witrynę bez stylów i JavaScript.

Opisujemy niezwykły efekt fotowoltaiczny w ceramice YBa2Cu3O6.96 (YBCO) w zakresie temperatur od 50 do 300 K, indukowany przez oświetlenie niebieskim laserem, który jest bezpośrednio związany z nadprzewodnictwem YBCO oraz interfejsem YBCO-elektroda metaliczna. W momencie przejścia YBCO ze stanu nadprzewodzącego w stan rezystancyjny następuje odwrócenie polaryzacji napięcia obwodu otwartego Voc i prądu zwarcia Isc. Wykazaliśmy, że na interfejsie nadprzewodnik-metal normalny występuje potencjał elektryczny, który zapewnia siłę rozdzielającą dla fotoindukowanych par elektron-dziura. Ten potencjał interfejsu kieruje się od YBCO do elektrody metalicznej, gdy YBCO jest nadprzewodzące, i zmienia kierunek na przeciwny, gdy YBCO staje się nienadprzewodzące. Źródło potencjału można łatwo powiązać z efektem zbliżeniowym na granicy faz metal-nadprzewodnik, gdy YBCO jest w stanie nadprzewodnictwa. Jego wartość szacuje się na ~10–8 mV w temperaturze 50 K i przy intensywności lasera 502 mW/cm². Połączenie materiału typu p, YBCO, w stanie normalnym, z materiałem typu n, pastą agd, tworzy złącze quasi-pn, które odpowiada za fotowoltaiczne zachowanie 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 faz nadprzewodnik-metal.

Napięcie fotoindukowane w nadprzewodnikach wysokotemperaturowych zostało opisane na początku lat 90. XX wieku i od tamtej pory jest szeroko badane, jednak jego natura i mechanizm pozostają niejasne1,2,3,4,5. Cienkie warstwy YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8 są w szczególności intensywnie badane w formie ogniw fotowoltaicznych (PV) ze względu na ich regulowaną przerwę energetyczną9,10,11,12,13. Jednak wysoka rezystancja podłoża zawsze prowadzi do niskiej wydajności konwersji urządzenia i maskuje podstawowe właściwości fotowoltaiczne 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). Wykazaliśmy, że efekt fotowoltaiczny (PV) jest bezpośrednio związany z nadprzewodnictwem YBCO i charakterem interfejsu YBCO-elektroda metaliczna. Występuje odwrócenie polaryzacji napięcia obwodu otwartego Voc i prądu zwarcia Isc, gdy YBCO przechodzi ze stanu nadprzewodzącego do stanu rezystancyjnego. Zaproponowano, że istnieje potencjał elektryczny na interfejsie nadprzewodnik-metal normalny, który zapewnia siłę separacji dla fotoindukowanych par elektron-dziura. Ten potencjał interfejsu kieruje się od YBCO do elektrody metalicznej, gdy YBCO jest nadprzewodzące i zmienia kierunek na przeciwny, gdy próbka staje się nienadprzewodząca. Pochodzenie potencjału może być naturalnie związane z efektem zbliżeniowym14,15,16,17 na interfejsie metal-nadprzewodnik, gdy YBCO jest nadprzewodzące, a jego wartość szacuje się na ~10−8 mV przy 50 K i intensywności lasera 502 mW/cm². Połączenie materiału typu p, YBCO, w stanie normalnym, z materiałem typu n, pastą Ag, tworzy najprawdopodobniej złącze quasi-pn, które odpowiada za zachowanie fotowoltaiczne ceramiki YBCO w wysokich temperaturach. Nasze obserwacje rzucają nowe światło na pochodzenie efektu fotowoltaicznego w wysokotemperaturowej nadprzewodzącej ceramice YBCO i torują drogę do jego zastosowania w urządzeniach optoelektronicznych, takich jak szybkie pasywne detektory światła itp.

Rysunek 1a–c przedstawia charakterystykę IV próbki ceramicznej YBCO w temperaturze 50 K. Bez oświetlenia światłem napięcie na próbce pozostaje równe zeru przy zmieniającym się natężeniu prądu, co jest typowe dla materiału nadprzewodzącego. Wyraźny efekt fotowoltaiczny pojawia się, gdy wiązka laserowa jest skierowana na katodę (rys. 1a): krzywe IV równoległe do osi I przesuwają się w dół wraz ze wzrostem natężenia lasera. Widoczne jest ujemne napięcie fotoindukowane nawet bez prądu (często nazywane napięciem obwodu otwartego Voc). Zerowe nachylenie krzywej IV wskazuje, że próbka nadal jest nadprzewodząca pod wpływem oświetlenia laserowego.

(a–c) i 300 K (e–g). Wartości V(I) uzyskano poprzez przesuwanie prądu od −10 mA do +10 mA w próżni. Dla przejrzystości przedstawiono tylko część danych eksperymentalnych. a, Charakterystyki prądowo-napięciowe YBCO zmierzone za pomocą plamki lasera umieszczonej na katodzie (i). Wszystkie krzywe IV są poziomymi liniami prostymi, wskazującymi, że próbka nadal jest nadprzewodząca pod wpływem promieniowania laserowego. Krzywa przesuwa się w dół wraz ze wzrostem intensywności lasera, co wskazuje, 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 natężeniem światła w przeciwnym kierunku, co wskazuje na inny mechanizm separacji ładunków. Możliwa struktura interfejsu w temperaturze 300 K jest przedstawiona na hj. Rzeczywisty obraz próbki z wyprowadzeniami.

Bogaty w tlen YBCO w stanie nadprzewodzącym może absorbować niemal całe spektrum światła słonecznego dzięki bardzo małej przerwie energetycznej (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 fotogenerowanych par eh przed rekombinacją18. Ujemne napięcie Voc względem katody i anody, jak pokazano na rys. 1i, sugeruje istnienie potencjału elektrycznego na granicy faz metal-nadprzewodnik, który przenosi elektrony do anody, a dziury do katody. Jeśli tak jest, powinien również istnieć potencjał skierowany od nadprzewodnika do metalowej elektrody w anodzie. W konsekwencji, dodatnie napięcie Voc uzyskano by po oświetleniu obszaru próbki w pobliżu anody. Ponadto, nie powinno być żadnych napięć fotoindukowanych, gdy wiązka lasera jest skierowana na obszary oddalone od elektrod. Z pewnością tak jest, jak widać na rys. 1b,c!.

Gdy plamka światła przesuwa się od katody do środka próbki (w odległości około 1,25 mm od interfejsów), nie obserwuje się żadnej zmienności krzywych IV ani Voc wraz ze wzrostem 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 ulegnie anihilacji i nie obserwuje się efektu fotowoltaicznego, jeśli plamka lasera pada na obszary oddalone od którejkolwiek z elektrod. Przesuwając plamkę 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 na anodzie. Jednak tym razem metalowa elektroda łączy się z dodatnim przewodem układu testowego. Otwory wytwarzane przez laser są wypychane do wyprowadzenia anody, co powoduje dodatnią wartość Voc. Przedstawione tutaj wyniki stanowią silny dowód na istnienie potencjału międzyfazowego skierowanego od nadprzewodnika do elektrody metalowej.

Efekt fotowoltaiczny w ceramice YBa2Cu3O6.96 w temperaturze 300 K przedstawiono na rys. 1e–g. Bez oświetlenia światłem, krzywa IV próbki jest linią prostą przecinającą początek układu współrzędnych. Ta prosta porusza się w górę równolegle do linii pierwotnej wraz ze wzrostem intensywności lasera padającego na wyprowadzenia katody (rys. 1e). Istnieją dwa interesujące przypadki graniczne dla urządzenia fotowoltaicznego. Stan zwarcia występuje, gdy V = 0. Prąd w tym przypadku jest nazywany prądem zwarcia (Isc). Drugim przypadkiem granicznym jest stan obwodu otwartego (Voc), który występuje, gdy R→∞ lub prąd jest równy zero. Rysunek 1e wyraźnie pokazuje, że Voc jest dodatnie i rośnie wraz ze wzrostem natężenia światła, w przeciwieństwie do wyniku uzyskanego w temperaturze 50 K; podczas gdy obserwuje się wzrost wartości ujemnego Isc wraz ze wzrostem natężenia światła, 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 efekt fotowoltaiczny (rys. 1f). Podobnie jak w pomiarze w temperaturze 50 K, krzywe IV przesuwają się w przeciwnym kierunku wraz z napromieniowaniem anody (rys. 1g). Wszystkie te wyniki uzyskane dla układu pasty YBCO-Ag w temperaturze 300 K z laserem napromieniowanym w różnych pozycjach próbki są zgodne z potencjałem interfejsu przeciwnym do obserwowanego w temperaturze 50 K.

Większość elektronów kondensuje się w parach Coopera w nadprzewodzącym YBCO poniżej jego temperatury przejścia Tc. W metalowej elektrodzie wszystkie elektrony pozostają w formie osobliwej. W pobliżu granicy faz metal-nadprzewodnik występuje duży gradient gęstości zarówno dla osobliwych elektronów, jak i par Coopera. Osobliwe elektrony z nośnikami większościowymi w materiale metalicznym będą dyfundować do obszaru nadprzewodnika, podczas gdy pary Coopera z nośnikami większościowymi 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 metalu, dodatnio naładowane atomy pozostają, co powoduje powstanie pola elektrycznego w obszarze ładunku przestrzennego. Kierunek tego pola elektrycznego pokazano na schemacie na rys. 1d. Padające światło fotonów w pobliżu obszaru ładunku przestrzennego może tworzyć pary eh, które zostaną rozdzielone i wymiecione, wytwarzając fotoprąd w kierunku polaryzacji zaporowej. Gdy tylko elektrony opuszczą wbudowane pole elektryczne, łączą się w pary i płyną do drugiej elektrody bez oporu. W tym przypadku Voc ma przeciwną biegunowość do wstępnie ustawionej i wyświetla wartość ujemną, gdy wiązka lasera jest skierowana na obszar wokół elektrody ujemnej. Na podstawie wartości Voc można oszacować potencjał na granicy faz: odległość między dwoma przewodami napięciowymi d wynosi ~5 × 10−3 m, grubość granicy faz metal-nadprzewodnik, di, powinna być tego samego rzędu wielkości co długość koherencji nadprzewodnika YBCO (~1 nm)19,20, przyjmij wartość Voc = 0,03 mV, potencjał Vms na granicy faz metal-nadprzewodnik jest szacowany na ~10−11 V przy 50 K z intensywnością lasera równą 502 mW/cm2, korzystając z równania,

Chcemy tutaj podkreślić, że napięcia fotoindukowanego nie można wyjaśnić efektem fototermicznym. Eksperymentalnie ustalono, że współczynnik Seebecka dla nadprzewodnika YBCO wynosi Ss = 0,21. 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. Mogłoby 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). Jest oczywiste, że efekt termoelektryczny jest zbyt mały, aby wyjaśnić wyniki eksperymentalne. W rzeczywistości zmiana temperatury spowodowana promieniowaniem laserowym zniknęłaby w czasie krótszym niż jedna minuta, więc wpływ efektu termicznego można bezpiecznie pominąć.

Ten efekt fotowoltaiczny YBCO w temperaturze pokojowej ujawnia, że ​​występuje tu inny mechanizm separacji 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 złączach 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 separacji 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 na granicy faz o tej samej polaryzacji, co w modelu przedstawionym powyżej24.

Aby zbadać szczegółowy proces ewolucji właściwości fotowoltaicznych podczas nadprzewodzącego przejścia YBCO, zmierzono krzywe IV próbki w temperaturze 80 K 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 stan nadprzewodzący 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 rezystancji 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 znajdować w szczególnym stanie, w którym polaryzacja Voc i Isc jest niezwykle wrażliwa na natężenie światła; przy bardzo niewielkim wzroście natężenia światła, Isc zmienia się z wartości dodatniej na ujemną, a Voc z ujemnej na dodatnią, przechodząc przez początek układu współrzędnych (wysoka wrażliwość właściwości fotowoltaicznych, a w szczególności wartości Isc, na oświetlenie jest wyraźniej widoczna na rys. 2b). Przy najwyższej dostępnej intensywności lasera krzywe IV powinny być równoległe do siebie, co oznacza normalny stan próbki YBCO.

Środek plamki lasera znajduje się wokół elektrod katodowych (patrz rys. 1i). a, Krzywe IV dla 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 niskim natężeniu światła (<110 mW/cm²), ponieważ krzywe IV są równoległe do osi I, gdy próbka znajduje się w stanie nadprzewodzącym. b (dół), Rezystancja różnicowa w funkcji intensywności lasera.

Zależność intensywności lasera Voc i Isc w temperaturze 80 K od intensywności światła przedstawiono na rys. 2b (góra). Właściwości fotowoltaiczne można omówić w trzech obszarach natężenia światła. Pierwszy obszar znajduje się między 0 a Pc, w którym YBCO jest nadprzewodzące, Voc jest ujemne i maleje (wartość bezwzględna rośnie) wraz z natężeniem światła, osiągając minimum przy Pc. Drugi obszar znajduje się od Pc do innej krytycznej intensywności P0, w której Voc rośnie, a Isc maleje wraz ze wzrostem natężenia światła, a oba osiągają zero przy P0. Trzeci obszar znajduje się powyżej P0, aż do osiągnięcia stanu normalnego YBCO. Chociaż zarówno Voc, jak i Isc zmieniają się wraz z natężeniem światła w taki sam sposób jak w obszarze 2, mają przeciwną biegunowość powyżej natężenia krytycznego P0. Znaczenie P0 polega na tym, że nie występuje efekt fotowoltaiczny, a mechanizm separacji ładunków zmienia się jakościowo w tym konkretnym punkcie. Próbka YBCO staje się nieprzewodząca w tym zakresie natężenia światła, ale stan normalny nie został jeszcze osiągnięty.

Oczywiste jest, że właściwości fotowoltaiczne układu są ściśle związane z nadprzewodnictwem YBCO i jego przejściem w stan nadprzewodzący. Rezystancja różniczkowa YBCO, dV/dl, jest pokazana na rys. 2b (u dołu) jako funkcja intensywności lasera. Jak wspomniano wcześniej, wbudowany potencjał elektryczny w interfejsie, wynikający z dyfuzji pary Coopera z nadprzewodnika do metalu, zwiększa się. Podobnie jak w przypadku obserwowanym w temperaturze 50 K, efekt fotowoltaiczny wzmacnia się wraz ze wzrostem intensywności lasera od 0 do Pc. Gdy intensywność lasera osiągnie wartość nieznacznie powyżej Pc, krzywa IV zaczyna się przechylać i pojawia się rezystancja próbki, ale polaryzacja potencjału interfejsu pozostaje niezmieniona. Wpływ wzbudzenia optycznego na nadprzewodnictwo został zbadany w zakresie widzialnym i bliskiej podczerwieni. Podczas gdy podstawowym procesem jest rozbicie par Coopera i zniszczenie nadprzewodnictwa25,26, w niektórych przypadkach przejście nadprzewodnictwa może zostać wzmocnione27,28,29, a nawet mogą zostać wywołane nowe fazy nadprzewodnictwa30. Brak nadprzewodnictwa w Pc można przypisać fotoindukowanemu rozbiciu par. W punkcie P0 potencjał na interfejsie staje się zerowy, co wskazuje, że gęstość ładunku po obu stronach interfejsu osiąga ten sam poziom przy tym konkretnym natężeniu oświetlenia. Dalszy wzrost natężenia 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 (por. rys. 1d, h). Przy bardzo dużej intensywności lasera, rezystancja różnicowa 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). Obserwacja ta ujawnia, że ​​naświetlanie laserowe YBCO w stanie normalnym nie zmienia już jego rezystywności ani właściwości interfejsu nadprzewodnik-metal, a jedynie zwiększa koncentrację par elektron-dziura.

Aby zbadać wpływ temperatury na właściwości fotowoltaiczne, układ metal-nadprzewodnik napromieniowano na katodzie niebieskim laserem o natężeniu 502 mW/cm2. Krzywe IV uzyskane w wybranych temperaturach od 50 do 300 K przedstawiono na rys. 3a. Na podstawie tych krzywych IV można następnie uzyskać napięcie obwodu otwartego Voc, prąd zwarcia Isc oraz rezystancję różnicową, które przedstawiono na rys. 3b. Bez oświetlenia wszystkie krzywe IV zmierzone w różnych temperaturach przechodzą przez początek układu współrzędnych, zgodnie z oczekiwaniami (wstawka na rys. 3a). Charakterystyki IV zmieniają się drastycznie wraz ze wzrostem temperatury, gdy układ jest oświetlony 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 przechodzi w linię o nachyleniu niezerowym w temperaturze krytycznej Tcp (rys. 3a (góra)). Wydaje się, że wszystkie krzywe charakterystyczne IV obracają się wokół punktu w trzeciej ćwiartce. Voc rośnie od wartości ujemnej do dodatniej, podczas gdy Isc maleje od wartości dodatniej do ujemnej. Powyżej pierwotnej temperatury przejścia nadprzewodzącego Tc dla YBCO, krzywa IV zmienia się nieco inaczej wraz z temperaturą (dolna część rys. 3a). Po pierwsze, środek obrotu krzywych IV przesuwa się do pierwszej ćwiartki. Po drugie, Voc maleje, a Isc rośnie wraz ze wzrostem temperatury (górna część rys. 3b). Po trzecie, nachylenie krzywych IV rośnie liniowo wraz z temperaturą, co skutkuje dodatnim temperaturowym współczynnikiem rezystancji dla YBCO (dolna część rys. 3b).

Zależność temperaturowa charakterystyk fotowoltaicznych układu pasty YBCO-Ag przy oświetleniu laserem 502 mW/cm2.

Środek plamki lasera znajduje się wokół elektrod katodowych (patrz rys. 1i). a, krzywe IV uzyskane w zakresie temperatur od 50 do 90 K (góra) i od 100 do 300 K (dół) ze wzrostem temperatury odpowiednio o 5 K i 20 K. Wstawka a przedstawia 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/dl, YBCO (dół) jako funkcja temperatury. Temperatura przejścia nadprzewodzącego o zerowej rezystancji Tcp nie jest podana, ponieważ jest zbyt bliska Tc0.

Na rys. 3b można wyróżnić trzy temperatury krytyczne: Tcp, powyżej której YBCO staje się nie-nadprzewodzące; Tc0, w której zarówno Voc, jak i Isc stają się równe zero oraz Tc, pierwotna temperatura początku nadprzewodnictwa YBCO bez napromieniowania laserowego. Poniżej Tcp ~ 55 K, napromieniowany laserowo YBCO jest w stanie nadprzewodzącym ze stosunkowo wysokim stężeniem par Coopera. Efektem napromieniowania laserowego jest obniżenie temperatury nadprzewodnictwa o zerowej rezystancji z 89 K do ~55 K (dół rys. 3b) poprzez zmniejszenie stężenia par Coopera, a także wytworzenie napięcia i prądu fotowoltaicznego. Wzrost temperatury powoduje również rozpad par Coopera, co prowadzi do obniżenia potencjału w interfejsie. W konsekwencji, wartość bezwzględna Voc będzie mniejsza, pomimo zastosowania tej samej intensywności 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 wewnętrznego pola rozdzielającego fotoindukowane pary elektron-dziura. Powyżej tej temperatury krytycznej następuje odwrócenie polaryzacji potencjału, ponieważ gęstość ładunku swobodnego w paście Ag jest większa niż w YBCO, który stopniowo powraca do materiału typu p. Chcemy tutaj podkreślić, że odwrócenie polaryzacji Voc i Isc następuje natychmiast po przejściu nadprzewodzącym o zerowej rezystancji, niezależnie od przyczyny tego przejścia. Ta obserwacja wyraźnie ujawnia, po raz pierwszy, korelację między nadprzewodnictwem a efektami fotowoltaicznymi związanymi z potencjałem na granicy faz metal-nadprzewodnik. Charakter tego potencjału na granicy faz nadprzewodnik-metal normalny był przedmiotem badań przez ostatnie kilkadziesiąt lat, ale wiele pytań wciąż czeka na odpowiedź. Pomiar efektu fotowoltaicznego może okazać się skuteczną metodą badania szczegółów (takich jak jego siła i polaryzacja itp.) tego ważnego potencjału, a tym samym rzucić światło na wysokotemperaturowy efekt zbliżeniowy nadprzewodzący.

Dalszy wzrost temperatury od Tc0 do Tc prowadzi do mniejszej koncentracji par Coopera i wzmocnienia potencjału interfejsu, a w konsekwencji większego Voc. W Tc koncentracja par Coopera spada do zera, a potencjał wbudowania 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 normalnych ogniwach słonecznych opartych na złączach pn31,32,33. Chociaż szybkość zmian Voc w funkcji temperatury (−dVoc/dT), która silnie zależy od intensywności lasera, jest znacznie mniejsza niż w przypadku zwykłych ogniw słonecznych, współczynnik temperaturowy Voc dla złącza YBCO-Ag ma ten sam rząd wielkości, co współczynnik dla ogniw słonecznych. Prąd upływu złącza pn w zwykłym ogniwie słonecznym rośnie wraz ze wzrostem temperatury, co prowadzi do spadku Voc wraz ze wzrostem temperatury. Liniowe krzywe IV zaobserwowane dla tego układu Ag-nadprzewodnik, ze względu na bardzo niski potencjał międzyfazowy i wzajemne połączenie 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 obserwowane w naszym eksperymencie. Zgodnie z definicją, Isc to prąd potrzebny do wytworzenia ujemnego napięcia kompensującego Voc, tak aby napięcie całkowite było równe zero. Wraz ze wzrostem temperatury Voc maleje, co oznacza, że ​​do wytworzenia ujemnego napięcia potrzeba mniej prądu. Co więcej, rezystancja YBCO rośnie liniowo wraz ze wzrostem temperatury powyżej Tc (dolna część rys. 3b), co także przyczynia się do mniejszej wartości bezwzględnej Isc w wysokich temperaturach.

Należy zauważyć, że wyniki podane na rysunkach 2 i 3 uzyskano poprzez naświetlanie laserem obszaru wokół elektrod katodowych. Pomiary powtórzono również z plamką lasera umieszczoną na anodzie i zaobserwowano podobne charakterystyki IV oraz właściwości fotowoltaiczne, z wyjątkiem odwróconej polaryzacji Voc i Isc. 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 polaryzacji Voc i Isc następuje natychmiast po fotoindukowanym przejściu z nadprzewodnictwa do nienadprzewodnictwa. Zależność temperaturowa Voc i Isc mierzona przy stałej intensywności lasera pokazuje również wyraźną zmianę polaryzacji w temperaturze krytycznej, powyżej której próbka staje się rezystancyjna. Umieszczając plamkę lasera w innej części próbki, wykazaliśmy, że istnieje potencjał elektryczny na granicy faz, który zapewnia siłę separacji dla fotoindukowanych par elektron-dziura. Ten potencjał na granicy faz kieruje się od YBCO do elektrody metalowej, gdy YBCO jest nadprzewodzące, i zmienia kierunek na przeciwny, gdy próbka staje się nienadprzewodząca. Pochodzenie potencjału może być naturalnie związane z efektem zbliżeniowym na granicy faz metal-nadprzewodnik, gdy YBCO jest w stanie nadprzewodzącym. Szacuje się, że wynosi on ~10−8 mV w temperaturze 50 K przy intensywności lasera 502 mW/cm². Kontakt materiału typu p YBCO w stanie normalnym z materiałem typu n (pastą ag) tworzy złącze quasi-pn, które odpowiada za fotowoltaiczne zachowanie ceramiki YBCO w wysokich temperaturach. Powyższe obserwacje rzucają światło na efekt fotowoltaiczny 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 efektu fotowoltaicznego przeprowadzono na próbce ceramicznej YBCO o grubości 0,52 mm i prostokątnym kształcie 8,64 × 2,26 mm2, oświetlonej ciągłym niebieskim laserem (λ = 450 nm) o średnicy plamki laserowej 1,25 mm. Zastosowanie próbki masowej, a nie cienkowarstwowej, pozwala nam badać właściwości fotowoltaiczne nadprzewodnika bez konieczności uwzględniania złożonego wpływu podłoża6,7. Ponadto materiał masowy może sprzyjać prostej procedurze przygotowania i stosunkowo niskim kosztom. Miedziane przewody ołowiane są koherentne na próbce YBCO z pastą srebrną, tworząc cztery okrągłe elektrody o średnicy około 1 mm. Odległość między dwiema elektrodami napięciowymi wynosi około 5 mm. Charakterystykę IV próbki zmierzono za pomocą magnetometru wibracyjnego (VersaLab, Quantum Design) z okienkiem kwarcowym. 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. Geneza 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 indukowane laserowo, którym zabrania się symetrii, 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 nadprzewodzących 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. Fotogenerowane wstrzykiwanie nośników 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. 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 przerw: 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 & Tanner, DB Absorpcja ekscytonowa i nadprzewodnictwo w YBa2Cu3O7-δ . Phys. Rev. Lett. 59, 919–922 (1987).

Yu, G., Heeger, AJ i Stucky, G. Przejściowe przewodnictwo fotoindukowane w monokryształach półprzewodnikowych YBa2Cu3O6.3: poszukiwanie stanu metalicznego indukowanego fotoindukowaniem i nadprzewodnictwa fotoindukowanego. Solid State Commun. 72, 345–349 (1989).

McMillan, WL Model tunelowania efektu zbliżeniowego nadprzewodzącego. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).

Guéron, S. i in. Badanie efektu zbliżeniowego nadprzewodnictwa w skali długości mezoskopowej. Phys. Rev. Lett. 77, 3025–3028 (1996).

Annunziata, G. i 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 p-n do konwersji promieniowania słonecznego na energię elektryczną. J. App. Phys. 25, 676–677 (1954).

Tomimoto, K. Wpływ domieszek na długość koherencji nadprzewodzącej w monokryształach YBa2Cu3O6.9 domieszkowanych Zn lub Ni. Phys. Rev. B 60, 114–117 (1999).

Ando, ​​Y. i Segawa, K. Magnetorezystancja niesymetrycznych monokryształów YBa2Cu3Oy w szerokim zakresie domieszkowania: anomalna zależność długości koherencji od domieszkowania dziur. 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 nośnych i modu fononu LO w nadprzewodnikach wysokotemperaturowych typu p. 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 istnienie stanu metalicznego 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. Skutki dynamicznego zewnętrznego rozbijania par w warstwach nadprzewodzących. Phys. Rev. Lett. 33, 215–219 (1974).

Nieva, G. i in. Wzmocnienie nadprzewodnictwa pod wpływem światła. 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 paskowanym uporządkowanym 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 krzemowe ogniwa słoneczne z barierą Schottky’ego. Appl. Phys. Lett. 26, 707 (1975).

Katz, EA, Faiman, D. i Tuladhar, SM Zależność temperaturowa parametrów urządzenia fotowoltaicznego z ogniwami słonecznymi polimerowo-fulerenowymi w warunkach roboczych. J. Appl. Phys. 90, 5343–5350 (2002).

Prace te zostały dofinansowane przez Narodową Fundację Nauk Przyrodniczych Chin (nr dotacji 60571063) oraz Projekty Badań Podstawowych Prowincji Henan w Chinach (nr dotacji 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 zrecenzowali manuskrypt.

Niniejsza praca jest licencjonowana na podstawie licencji Creative Commons Uznanie autorstwa 4.0 Międzynarodowe. Zdjęcia i inne materiały stron trzecich zawarte w tym artykule są objęte licencją Creative Commons, o ile nie zaznaczono inaczej w informacji o autorze. Jeśli materiał nie jest objęty licencją Creative Commons, użytkownicy muszą uzyskać zgodę posiadacza licencji na jego reprodukcję. Aby wyświetlić kopię tej licencji, odwiedź stronę http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/

Yang, F., Han, M. i Chang, F. Geneza efektu fotowoltaicznego w nadprzewodzącej ceramice YBa2Cu3O6.96. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504

Przesyłając komentarz, wyrażasz zgodę na przestrzeganie naszego Regulaminu i Zasad Społeczności. Jeśli znajdziesz coś obraźliwego lub niezgodnego z naszym Regulaminem lub Wytycznymi, zgłoś to jako nieodpowiednie.