Спасибо за посещение сайта nature.com. Вы используете версию браузера с ограниченной поддержкой CSS. Для наилучшего взаимодействия с сайтом мы рекомендуем использовать более современную версию браузера (или отключить режим совместимости в Internet Explorer). В целях обеспечения дальнейшей поддержки мы отображаем сайт без стилей и JavaScript.
Мы сообщаем о замечательном фотоэлектрическом эффекте в керамике YBa2Cu3O6.96 (YBCO) в диапазоне температур от 50 до 300 К, вызванном освещением синим лазером, который напрямую связан со сверхпроводимостью YBCO и границей раздела YBCO-металлический электрод. При переходе YBCO из сверхпроводящего состояния в резистивное происходит изменение полярности напряжения холостого хода Voc и тока короткого замыкания Isc. Мы показываем, что на границе раздела сверхпроводник-нормальный металл существует электрический потенциал, обеспечивающий разделительную силу для фотоиндуцированных электронно-дырочных пар. Этот потенциал на границе раздела направлен от YBCO к металлическому электроду, когда YBCO находится в сверхпроводящем состоянии, и меняется в противоположном направлении, когда YBCO становится несверхпроводящим. Происхождение потенциала может быть легко связано с эффектом близости на границе раздела металл-сверхпроводник, когда YBCO находится в сверхпроводящем состоянии, и его значение оценивается примерно в 10–8 мВ при 50 К и интенсивности лазера 502 мВт/см2. Сочетание p-типа материала YBCO в нормальном состоянии с n-типом материала Ag-пастой образует квази-pn-переход, который отвечает за фотоэлектрические свойства керамики YBCO при высоких температурах. Наши результаты могут открыть путь к новым применениям фотоэлектронных устройств и пролить дополнительный свет на эффект близости на границе раздела сверхпроводник-металл.
Фотоиндуцированное напряжение в высокотемпературных сверхпроводниках было описано в начале 1990-х годов и с тех пор активно исследуется, однако его природа и механизм остаются неясными1,2,3,4,5. В частности, тонкие пленки YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8 интенсивно изучаются в виде фотоэлектрических (ФЭ) элементов благодаря регулируемой энергетической щели9,10,11,12,13. Однако высокое сопротивление подложки всегда приводит к низкой эффективности преобразования устройства и маскирует основные ФЭ свойства YBCO8. Здесь мы сообщаем о замечательном фотоэлектрическом эффекте, индуцированном освещением синим лазером (λ = 450 нм) в керамике YBa2Cu3O6.96 (YBCO) в диапазоне температур от 50 до 300 К (Tc ~ 90 К). Мы показываем, что ФЭ эффект напрямую связан со сверхпроводимостью YBCO и природой интерфейса YBCO-металлический электрод. При переходе YBCO из сверхпроводящей фазы в резистивное состояние происходит изменение полярности напряжения холостого хода Voc и тока короткого замыкания Isc. Предполагается, что на границе раздела сверхпроводник-нормальный металл существует электрический потенциал, обеспечивающий разделительную силу для фотоиндуцированных электронно-дырочных пар. Этот потенциал на границе раздела направлен от YBCO к металлическому электроду, когда YBCO находится в сверхпроводящем состоянии, и переключается в противоположном направлении, когда образец становится несверхпроводящим. Происхождение потенциала может быть естественным образом связано с эффектом близости14,15,16,17 на границе раздела металл-сверхпроводник, когда YBCO находится в сверхпроводящем состоянии, и его значение оценивается примерно в ~10−8 мВ при 50 К и интенсивности лазера 502 мВт/см2. Комбинация p-типа материала YBCO в нормальном состоянии с n-типом материала Ag-пасты образует, скорее всего, квази-pn-переход, который отвечает за фотоэлектрическое поведение керамики YBCO при высоких температурах. Наши наблюдения проливают дополнительный свет на происхождение фотоэлектрического эффекта в высокотемпературной сверхпроводящей керамике YBCO и открывают путь для его применения в оптоэлектронных устройствах, таких как быстродействующие пассивные детекторы света и т. д.
На рисунке 1a–c показаны вольт-амперные характеристики образца керамики YBCO при 50 К. Без светового облучения напряжение на образце остается равным нулю при изменении тока, что и следовало ожидать от сверхпроводящего материала. Явный фотоэлектрический эффект проявляется при направлении лазерного луча на катод (рис. 1a): вольт-амперные кривые, параллельные оси I, смещаются вниз с увеличением интенсивности лазера. Очевидно, что даже без тока возникает отрицательное фотоиндуцированное напряжение (часто называемое напряжением холостого хода Voc). Нулевой наклон вольт-амперной кривой указывает на то, что образец остается сверхпроводящим при лазерном облучении.
(a–c) и 300 K (e–g). Значения V(I) были получены путем изменения тока от −10 мА до +10 мА в вакууме. Для наглядности представлена только часть экспериментальных данных. a, Вольт-амперные характеристики YBCO, измеренные с помощью лазерного пятна, расположенного на катоде (i). Все вольт-амперные кривые представляют собой горизонтальные прямые линии, указывающие на то, что образец остается сверхпроводящим при лазерном облучении. Кривая смещается вниз с увеличением интенсивности лазера, указывая на наличие отрицательного потенциала (Voc) между двумя выводами напряжения даже при нулевом токе. Вольт-амперные кривые остаются неизменными, когда лазер направлен в центр образца при 50 K (b) или 300 K (f). Горизонтальная линия смещается вверх при освещении анода (c). Схематическая модель перехода металл-сверхпроводник при 50 K показана на рисунке d. Вольт-амперные характеристики YBCO в нормальном состоянии при 300 К, измеренные с помощью лазерного луча, направленного на катод и анод, приведены на рисунках e и g соответственно. В отличие от результатов при 50 К, ненулевой наклон прямых линий указывает на то, что YBCO находится в нормальном состоянии; значения Voc изменяются в противоположном направлении в зависимости от интенсивности света, что указывает на другой механизм разделения зарядов. Возможная структура интерфейса при 300 К изображена на рисунке hj. Реальное изображение образца с выводами.
Богатый кислородом YBCO в сверхпроводящем состоянии может поглощать почти весь спектр солнечного света благодаря очень малой энергетической щели (Eg)9,10, создавая тем самым электронно-дырочные пары (e–h). Для получения напряжения холостого хода Voc путем поглощения фотонов необходимо пространственно разделить фотогенерированные пары e–h до того, как произойдет рекомбинация18. Отрицательное значение Voc относительно катода и анода, как показано на рис. 1i, предполагает наличие электрического потенциала на границе раздела металл-сверхпроводник, который перемещает электроны к аноду, а дырки к катоду. Если это так, то должен существовать также потенциал, направленный от сверхпроводника к металлическому электроду на аноде. Следовательно, положительное значение Voc будет получено, если освещать область образца вблизи анода. Кроме того, не должно быть фотоиндуцированных напряжений, когда лазерное пятно направлено на области, удаленные от электродов. Это, безусловно, так, как видно из рис. 1b,c!.
Когда световое пятно перемещается от катодного электрода к центру образца (примерно на расстоянии 1,25 мм от границ раздела), при увеличении интенсивности лазера до максимально возможного значения не наблюдается изменений вольт-амперных характеристик и напряжения холостого хода (Voc) (рис. 1b). Естественно, этот результат можно объяснить ограниченным временем жизни фотоиндуцированных носителей и отсутствием разделительной силы в образце. Электронно-дырочные пары могут образовываться при каждом освещении образца, но большинство электронно-дырочных пар будут аннигилированы, и фотоэлектрический эффект не наблюдается, если лазерное пятно попадает на области, удаленные от любого из электродов. При перемещении лазерного пятна к анодным электродам вольт-амперные характеристики, параллельные оси I, смещаются вверх с увеличением интенсивности лазера (рис. 1c). Аналогичное встроенное электрическое поле существует в металл-сверхпроводниковом переходе на аноде. Однако на этот раз металлический электрод соединен с положительным выводом тестовой системы. Дырки, образующиеся под действием лазера, выталкиваются к выводу анода, и, таким образом, наблюдается положительное значение Voc. Представленные здесь результаты убедительно свидетельствуют о существовании межфазного потенциала, направленного от сверхпроводника к металлическому электроду.
Фотоэлектрический эффект в керамике YBa2Cu3O6.96 при 300 К показан на рис. 1e–g. Без освещения вольт-амперная характеристика образца представляет собой прямую линию, пересекающую начало координат. Эта прямая линия смещается вверх параллельно исходной с увеличением интенсивности лазерного излучения на катодных выводах (рис. 1e). Для фотоэлектрического устройства интересуют два предельных случая. Состояние короткого замыкания возникает, когда V = 0. Ток в этом случае называется током короткого замыкания (Isc). Второй предельный случай — это состояние разомкнутой цепи (Voc), которое возникает, когда R→∞ или ток равен нулю. На рис. 1e четко видно, что Voc положительно и увеличивается с увеличением интенсивности света, в отличие от результата, полученного при 50 К; в то время как наблюдается отрицательное значение Isc, величина которого увеличивается с освещением, что является типичным поведением обычных солнечных элементов.
Аналогично, когда лазерный луч направлен на области, удаленные от электродов, кривая V(I) не зависит от интенсивности лазера, и фотоэлектрический эффект не наблюдается (рис. 1f). Как и при измерении при 50 К, кривые IV смещаются в противоположном направлении при облучении анодного электрода (рис. 1g). Все эти результаты, полученные для данной системы пасты YBCO-Ag при 300 К с лазерным облучением в разных точках образца, согласуются с потенциалом на границе раздела, противоположным наблюдаемому при 50 К.
В сверхпроводящем YBCO большая часть электронов конденсируется в куперовские пары ниже температуры перехода Tc. В то время как в металлическом электроде все электроны остаются в сингулярной форме. Вблизи границы раздела металл-сверхпроводник существует большой градиент плотности как для сингулярных электронов, так и для куперовских пар. Сингулярные электроны, являющиеся основными носителями заряда в металлическом материале, диффундируют в область сверхпроводника, тогда как куперовские пары, являющиеся основными носителями заряда в области YBCO, диффундируют в область металла. По мере того, как куперовские пары, несущие больший заряд и обладающие большей подвижностью, чем сингулярные электроны, диффундируют из YBCO в металлическую область, остаются положительно заряженные атомы, что приводит к возникновению электрического поля в области пространственного заряда. Направление этого электрического поля показано на схематическом рисунке 1d. Падающее фотонное излучение вблизи области пространственного заряда может создавать электронно-модифицированные пары, которые будут разделяться и вытесняться, создавая фототок в направлении обратного смещения. Как только электроны выходят из встроенного электрического поля, они конденсируются в пары и беспрепятственно текут к другому электроду. В этом случае Voc имеет противоположную заданную полярность и показывает отрицательное значение, когда лазерный луч направлен в область вокруг отрицательного электрода. По значению Voc можно оценить потенциал на границе раздела: расстояние между двумя выводами напряжения d составляет ~5 × 10−3 м, толщина границы раздела металл-сверхпроводник di должна быть того же порядка величины, что и длина когерентности сверхпроводника YBCO (~1 нм)19,20, принимая значение Voc = 0,03 мВ, потенциал Vms на границе раздела металл-сверхпроводник оценивается как ~10−11 В при 50 К и интенсивности лазера 502 мВт/см2, используя уравнение,
Здесь важно подчеркнуть, что фотоиндуцированное напряжение нельзя объяснить фототермическим эффектом. Экспериментально установлено, что коэффициент Зеебека сверхпроводника YBCO равен Ss = 0,21. Коэффициент Зеебека для медных проводников находится в диапазоне SCu = 0,34–1,15 мкВ/К³. Температуру медного провода в точке лазерного облучения можно повысить на небольшую величину в 0,06 К при максимальной интенсивности лазера, достигаемой при 50 К. Это может привести к термоэлектрическому потенциалу 6,9 × 10⁻⁸ В, что на три порядка меньше, чем Voc, полученное на рис. 1 (а). Очевидно, что термоэлектрический эффект слишком мал, чтобы объяснить экспериментальные результаты. Фактически, изменение температуры, вызванное лазерным облучением, исчезнет менее чем за одну минуту, поэтому вкладом теплового эффекта можно смело пренебречь.
Этот фотоэлектрический эффект YBCO при комнатной температуре показывает, что здесь задействован другой механизм разделения зарядов. Сверхпроводящий YBCO в нормальном состоянии представляет собой материал p-типа с дырками в качестве носителей заряда22,23, в то время как металлическая серебряная паста имеет характеристики материала n-типа. Подобно pn-переходам, диффузия электронов в серебряной пасте и дырок в керамике YBCO будет формировать внутреннее электрическое поле, направленное к керамике YBCO на границе раздела (рис. 1h). Именно это внутреннее поле обеспечивает силу разделения и приводит к положительному Voc и отрицательному Isc для системы YBCO-Ag паста при комнатной температуре, как показано на рис. 1e. В качестве альтернативы, Ag-YBCO может образовывать p-тип перехода Шоттки, который также приводит к межфазному потенциалу с той же полярностью, что и в представленной выше модели24.
Для исследования детального процесса эволюции фотоэлектрических свойств во время сверхпроводящего перехода YBCO были измерены вольт-амперные характеристики образца при 80 К при выбранных интенсивностях лазерного излучения, направленного на катодный электрод (рис. 2). Без лазерного облучения напряжение на образце остается равным нулю независимо от тока, что указывает на сверхпроводящее состояние образца при 80 К (рис. 2а). Аналогично данным, полученным при 50 К, вольт-амперные характеристики, параллельные оси I, смещаются вниз с увеличением интенсивности лазерного излучения до достижения критического значения Pc. Выше этой критической интенсивности лазерного излучения (Pc) сверхпроводник претерпевает переход из сверхпроводящей фазы в резистивную; напряжение начинает увеличиваться с током из-за появления сопротивления в сверхпроводнике. В результате вольт-амперная характеристика начинает пересекаться с осью I и осью V, что приводит к отрицательному значению Voc и положительному значению Isc на начальном этапе. Теперь образец, по-видимому, находится в особом состоянии, в котором полярность Voc и Isc чрезвычайно чувствительна к интенсивности света; При очень небольшом увеличении интенсивности света Isc преобразуется из положительного значения в отрицательное, а Voc — из отрицательного в положительное, проходя через начало координат (высокая чувствительность фотоэлектрических свойств, в частности значения Isc, к освещению более наглядно видна на рис. 2b). При максимально доступной интенсивности лазерного излучения вольт-амперные характеристики стремятся быть параллельными друг другу, что свидетельствует о нормальном состоянии образца YBCO.
Центр лазерного пятна расположен вокруг катодных электродов (см. рис. 1i). а) Вольт-амперные характеристики YBCO, облученного лазером различной интенсивности. б) (вверху) Зависимость напряжения холостого хода Voc и тока короткого замыкания Isc от интенсивности лазера. Значения Isc не могут быть получены при низкой интенсивности света (< 110 мВт/см²), поскольку вольт-амперные характеристики параллельны оси I, когда образец находится в сверхпроводящем состоянии. б) (внизу) Дифференциальное сопротивление как функция интенсивности лазера.
Зависимость Voc и Isc от интенсивности лазерного излучения при 80 К показана на рис. 2b (вверху). Фотоэлектрические свойства можно рассматривать в трех диапазонах интенсивности света. Первый диапазон — от 0 до Pc, в котором YBCO является сверхпроводящим, Voc отрицательно и уменьшается (абсолютное значение увеличивается) с интенсивностью света, достигая минимума при Pc. Второй диапазон — от Pc до другой критической интенсивности P0, в котором Voc увеличивается, а Isc уменьшается с увеличением интенсивности света, и оба параметра достигают нуля при P0. Третий диапазон — выше P0 до достижения нормального состояния YBCO. Хотя Voc и Isc изменяются с интенсивностью света так же, как и во втором диапазоне, выше критической интенсивности P0 они имеют противоположную полярность. Значение P0 заключается в том, что в этой точке отсутствует фотоэлектрический эффект, и механизм разделения заряда качественно изменяется. Образец YBCO становится несверхпроводящим в этом диапазоне интенсивности света, но нормальное состояние еще не достигнуто.
Очевидно, что фотоэлектрические характеристики системы тесно связаны со сверхпроводимостью YBCO и его сверхпроводящим переходом. Дифференциальное сопротивление dV/dI YBCO показано на рис. 2b (внизу) в зависимости от интенсивности лазера. Как упоминалось ранее, встроенный электрический потенциал на границе раздела, обусловленный диффузией пар Купера, направлен от сверхпроводника к металлу. Аналогично наблюдаемому при 50 К, фотоэлектрический эффект усиливается с увеличением интенсивности лазера от 0 до Pc. Когда интенсивность лазера достигает значения немного выше Pc, вольт-амперная характеристика начинает наклоняться, и начинает проявляться сопротивление образца, но полярность потенциала на границе раздела еще не изменяется. Влияние оптического возбуждения на сверхпроводимость было исследовано в видимом или ближнем ИК-диапазоне. Хотя основной процесс заключается в разрыве куперовских пар и разрушении сверхпроводимости25,26, в некоторых случаях переход к сверхпроводимости может быть усилен27,28,29, а также могут быть индуцированы новые фазы сверхпроводимости30. Отсутствие сверхпроводимости в точке Pc можно объяснить фотоиндуцированным разрывом пар. В точке P0 потенциал на границе раздела становится равным нулю, что указывает на то, что плотность заряда по обеим сторонам границы раздела достигает одного и того же уровня при данной интенсивности светового облучения. Дальнейшее увеличение интенсивности лазера приводит к разрушению большего количества куперовских пар, и YBCO постепенно превращается обратно в материал p-типа. Вместо диффузии электронов и куперовских пар, характеристики границы раздела теперь определяются диффузией электронов и дырок, что приводит к изменению полярности электрического поля на границе раздела и, следовательно, к положительному Voc (сравните рис. 1d,h). При очень высокой интенсивности лазерного излучения дифференциальное сопротивление YBCO насыщается до значения, соответствующего нормальному состоянию, и как Voc, так и Isc стремятся к линейной зависимости от интенсивности лазерного излучения (рис. 2b). Это наблюдение показывает, что лазерное облучение YBCO в нормальном состоянии больше не изменяет его удельное сопротивление и характеристики границы раздела сверхпроводник-металл, а лишь увеличивает концентрацию электронно-дырочных пар.
Для исследования влияния температуры на фотоэлектрические свойства система металл-сверхпроводник облучалась на катоде синим лазером интенсивностью 502 мВт/см². Вольт-амперные характеристики, полученные при выбранных температурах от 50 до 300 К, приведены на рис. 3а. Из этих вольт-амперных характеристик можно получить напряжение холостого хода Voc, ток короткого замыкания Isc и дифференциальное сопротивление, которые показаны на рис. 3б. Без светового облучения все вольт-амперные характеристики, измеренные при разных температурах, проходят через начало координат, как и ожидалось (вставка на рис. 3а). Вольт-амперные характеристики резко изменяются с повышением температуры при облучении системы относительно сильным лазерным лучом (502 мВт/см²). При низких температурах вольт-амперные характеристики представляют собой прямые линии, параллельные оси I, с отрицательными значениями Voc. Эта кривая смещается вверх с повышением температуры и постепенно превращается в линию с ненулевым наклоном при критической температуре Tcp (рис. 3а (вверху)). Кажется, что все вольт-амперные характеристики вращаются вокруг точки в третьем квадранте. Voc увеличивается от отрицательного значения к положительному, в то время как Isc уменьшается от положительного значения к отрицательному. Выше исходной температуры сверхпроводящего перехода Tc YBCO вольт-амперная характеристика изменяется с температурой несколько иначе (нижняя часть рис. 3a). Во-первых, центр вращения вольт-амперных характеристик смещается в первый квадрант. Во-вторых, Voc продолжает уменьшаться, а Isc увеличивается с повышением температуры (верхняя часть рис. 3b). В-третьих, наклон вольт-амперных характеристик линейно возрастает с температурой, что приводит к положительному температурному коэффициенту сопротивления для YBCO (нижняя часть рис. 3b).
Температурная зависимость фотоэлектрических характеристик системы пасты YBCO-Ag при лазерном облучении мощностью 502 мВт/см2.
Центр лазерного пятна расположен вокруг катодных электродов (см. рис. 1i). а) Вольт-амперные характеристики, полученные в диапазоне температур от 50 до 90 К (сверху) и от 100 до 300 К (снизу) с шагом изменения температуры 5 К и 20 К соответственно. На вставке а показаны ВАХ при нескольких температурах в темноте. Все кривые пересекают начало координат. б) Напряжение холостого хода Voc и ток короткого замыкания Isc (сверху), а также дифференциальное сопротивление dV/dI YBCO (снизу) в зависимости от температуры. Температура сверхпроводящего перехода с нулевым сопротивлением Tcp не указана, поскольку она слишком близка к Tc0.
На рис. 3b можно выделить три критические температуры: Tcp, выше которой YBCO перестает быть сверхпроводящим; Tc0, при которой Voc и Isc становятся равными нулю; и Tc, исходная температура начала сверхпроводящего перехода YBCO без лазерного облучения. Ниже Tcp ~ 55 K, облученный лазером YBCO находится в сверхпроводящем состоянии с относительно высокой концентрацией пар Купера. Эффект лазерного облучения заключается в снижении температуры сверхпроводящего перехода с нулевым сопротивлением с 89 K до ~55 K (нижняя часть рис. 3b) за счет уменьшения концентрации пар Купера, а также в генерации фотоэлектрического напряжения и тока. Повышение температуры также приводит к разрушению пар Купера, что ведет к снижению потенциала на границе раздела. Следовательно, абсолютное значение Voc будет уменьшаться, даже при одинаковой интенсивности лазерного облучения. Потенциал на границе раздела будет становиться все меньше и меньше с дальнейшим повышением температуры и достигает нуля при Tc0. В этой особой точке фотоэлектрический эффект отсутствует, поскольку нет внутреннего поля, разделяющего фотоиндуцированные электронно-дырочные пары. Изменение полярности потенциала происходит выше этой критической температуры, так как плотность свободного заряда в серебряной пасте больше, чем в YBCO, и постепенно возвращается к p-типу материала. Здесь мы хотим подчеркнуть, что изменение полярности Voc и Isc происходит сразу после перехода к сверхпроводимости с нулевым сопротивлением, независимо от причины перехода. Это наблюдение впервые четко показывает корреляцию между сверхпроводимостью и фотоэлектрическими эффектами, связанными с потенциалом на границе раздела металл-сверхпроводник. Природа этого потенциала на границе раздела сверхпроводник-нормальный металл является предметом исследований в течение последних нескольких десятилетий, но многие вопросы все еще ждут ответа. Измерение фотоэлектрического эффекта может оказаться эффективным методом для изучения деталей (таких как его сила и полярность и т. д.) этого важного потенциала и, следовательно, пролить свет на высокотемпературный сверхпроводящий эффект близости.
Дальнейшее повышение температуры от Tc0 до Tc приводит к уменьшению концентрации куперовских пар и увеличению потенциала на границе раздела, а следовательно, и к увеличению Voc. При Tc концентрация куперовских пар становится равной нулю, а встроенный потенциал на границе раздела достигает максимума, что приводит к максимальному Voc и минимальному Isc. Быстрое увеличение Voc и Isc (абсолютное значение) в этом температурном диапазоне соответствует сверхпроводящему переходу, который расширяется от ΔT ~ 3 K до ~34 K при лазерном облучении интенсивностью 502 мВт/см2 (рис. 3b). В нормальных состояниях выше Tc напряжение холостого хода Voc уменьшается с температурой (верхняя часть рис. 3b), аналогично линейному поведению Voc для обычных солнечных элементов на основе pn-переходов31,32,33. Хотя скорость изменения Voc с температурой (−dVoc/dT), которая сильно зависит от интенсивности лазера, значительно меньше, чем у обычных солнечных элементов, температурный коэффициент Voc для перехода YBCO-Ag имеет тот же порядок величины, что и у солнечных элементов. Ток утечки pn-перехода в обычном солнечном элементе увеличивается с повышением температуры, что приводит к уменьшению Voc с повышением температуры. Линейные вольт-амперные характеристики, наблюдаемые для этой системы Ag-сверхпроводник, обусловленные, во-первых, очень малым потенциалом на границе раздела и, во-вторых, встречным соединением двух гетеропереходов, затрудняют определение тока утечки. Тем не менее, представляется весьма вероятным, что та же температурная зависимость тока утечки отвечает за поведение Voc, наблюдаемое в нашем эксперименте. Согласно определению, Isc — это ток, необходимый для создания отрицательного напряжения для компенсации Voc, так что общее напряжение становится равным нулю. С повышением температуры Voc уменьшается, так что для создания отрицательного напряжения требуется меньший ток. Кроме того, сопротивление YBCO линейно возрастает с температурой выше Tc (нижняя часть рис. 3b), что также способствует уменьшению абсолютного значения Isc при высоких температурах.
Обратите внимание, что результаты, представленные на рис. 2 и 3, получены путем лазерного облучения области вокруг катодных электродов. Измерения также были повторены с лазерным пятном, расположенным на аноде, и наблюдались аналогичные вольт-амперные характеристики и фотоэлектрические свойства, за исключением того, что в этом случае полярность Voc и Isc была изменена на противоположную. Все эти данные приводят к механизму фотоэлектрического эффекта, который тесно связан с границей раздела сверхпроводник-металл.
В заключение, были измерены вольт-амперные характеристики системы сверхпроводящей пасты YBCO-Ag, облученной лазером, в зависимости от температуры и интенсивности лазера. Заметный фотоэлектрический эффект наблюдался в диапазоне температур от 50 до 300 К. Установлено, что фотоэлектрические свойства сильно коррелируют со сверхпроводимостью керамики YBCO. Сразу после фотоиндуцированного перехода от сверхпроводящего состояния к несверхпроводящему происходит изменение полярности Voc и Isc. Температурная зависимость Voc и Isc, измеренная при фиксированной интенсивности лазера, также показывает отчетливое изменение полярности при критической температуре, выше которой образец становится резистивным. Располагая лазерное пятно в разных частях образца, мы показали, что на границе раздела существует электрический потенциал, который обеспечивает разделительную силу для фотоиндуцированных электронно-дырочных пар. Этот потенциал на границе раздела направлен от YBCO к металлическому электроду, когда YBCO является сверхпроводящим, и переключается в противоположном направлении, когда образец становится несверхпроводящим. Происхождение потенциала может быть естественным образом связано с эффектом близости на границе раздела металл-сверхпроводник, когда YBCO находится в сверхпроводящем состоянии, и оценивается примерно в 10−8 мВ при 50 К и интенсивности лазера 502 мВт/см2. Контакт p-типа материала YBCO в нормальном состоянии с n-типом материала Ag-пастой образует квази-pn-переход, который отвечает за фотоэлектрическое поведение керамики YBCO при высоких температурах. Вышеизложенные наблюдения проливают свет на фотоэлектрический эффект в высокотемпературной сверхпроводящей керамике YBCO и открывают путь к новым применениям в оптоэлектронных устройствах, таких как быстродействующие пассивные детекторы света и детекторы одиночных фотонов.
Эксперименты по изучению фотоэлектрического эффекта проводились на керамическом образце YBCO толщиной 0,52 мм и прямоугольной формой 8,64 × 2,26 мм², освещаемом синим лазером непрерывного излучения (λ = 450 нм) с радиусом лазерного пятна 1,25 мм. Использование объемного, а не тонкопленочного образца позволяет изучать фотоэлектрические свойства сверхпроводника без необходимости учитывать сложное влияние подложки⁶,⁷. Кроме того, объемный материал удобен благодаря простой процедуре изготовления и относительно низкой стоимости. Медные проводники были прикреплены к образцу YBCO с помощью серебряной пасты, образуя четыре круглых электрода диаметром около 1 мм. Расстояние между двумя электродами напряжения составляло около 5 мм. Вольт-амперные характеристики образца измерялись с помощью вибрационного магнитометра (VersaLab, Quantum Design) с кварцевым окном. Для получения вольт-амперных характеристик использовался стандартный четырехпроводной метод. Относительное положение электродов и лазерного пятна показано на рис. 1i.
Как цитировать эту статью: Yang, F. et al. Origin of photovoltaic effect in superconducting YBa2Cu3O6.96 ceramics. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Чанг, К.Л., Кляйнхаммес, А., Моултон, В.Г. и Тестарди, Л.Р. Запрещенные симметрией лазерно-индуцированные напряжения в YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).
Квок, Х.С., Чжэн, Дж.П. и Дун, С.Ю. Происхождение аномального фотоэлектрического сигнала в Y-Ba-Cu-O. Phys. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).
Ван, Л.П., Лин, Дж.Л., Фэн, Ц.Р. и Ван, Г.В. Измерение лазерно-индуцированных напряжений сверхпроводящего Bi-Sr-Ca-Cu-O. Phys. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).
Тейт, К.Л. и др. Переходные напряжения, индуцированные лазером, в пленках YBa2Cu3O7-x при комнатной температуре. Журнал прикладной физиологии 67, 4375–4376 (1990).
Квок, Х.С. и Чжэн, Дж.П. Аномальный фотоэлектрический отклик в YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).
Мураока, Ю., Мурамацу, Т., Ямаура, Дж. и Хирои, З. Инжекция фотогенерированных носителей заряда в YBa2Cu3O7−x в оксидной гетероструктуре. Appl. Phys. Lett. 85, 2950–2952 (2004).
Асакура, Д. и др. Фотоэмиссионное исследование тонких пленок YBa2Cu3Oy при освещении светом. Phys. Rev. Lett. 93, 247006 (2004).
Янг, Ф. и др. Фотоэлектрический эффект гетероперехода YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb, отожженного при различном парциальном давлении кислорода. Mater. Lett. 130, 51–53 (2014).
Аминов, Б.А. и др. Двухщелевая структура в монокристаллах Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. Журнал суперконденсации 7, 361–365 (1994).
Кабанов В.В., Демсар Й., Подобник Б. и Михайлович Д. Динамика релаксации квазичастиц в сверхпроводниках с различными щелевыми структурами: теория и эксперименты на YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).
Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ & Shen, BG Выпрямляющие свойства гетероперехода YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb. Appl. Phys. Lett. 87, 222501 (2005).
Камарас, К., Портер, К. Д., Досс, М. Г., Херр, С. Л. и Таннер, Д. Б. Экситонная абсорбция и сверхпроводимость в YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. Lett. 59, 919–922 (1987).
Ю, Г., Хеегер, А. Дж. и Стакки, Г. Переходная фотоиндуцированная проводимость в полупроводниковых монокристаллах YBa2Cu3O6.3: поиск фотоиндуцированного металлического состояния и фотоиндуцированной сверхпроводимости. Solid State Commun. 72, 345–349 (1989).
Макмиллан, У.Л. Туннельная модель сверхпроводящего эффекта близости. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).
Герон, С. и др. Сверхпроводящий эффект близости, исследованный в мезоскопическом масштабе длины. Phys. Rev. Lett. 77, 3025–3028 (1996).
Аннунциата, Г. и Манске, Д. Эффект близости с нецентросимметричными сверхпроводниками. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM и др. Сильный сверхпроводящий эффект близости в гибридных структурах Pb-Bi2Te3. Sci. Rep. 2, 339 (2012).
Чапин, Д.М., Фуллер, К.С. и Пирсон, Г.Л. Новый кремниевый фотоэлемент с p-n-переходом для преобразования солнечного излучения в электрическую энергию. Журнал прикладной физиологии 25, 676–677 (1954).
Томимото, К. Влияние примесей на длину сверхпроводящей когерентности в монокристаллах YBa2Cu3O6.9, легированных Zn или Ni. Phys. Rev. B 60, 114–117 (1999).
Андо, Й. и Сегава, К. Магнитосопротивление недвойниковых монокристаллов YBa2Cu3Oy в широком диапазоне легирования: аномальная зависимость длины когерентности от легирования дырками. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).
Обертелли, С. Д. и Купер, Дж. Р. Систематика термоэлектрической энергии высокотемпературных оксидов. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).
Сугай, С. и др. Зависимость сдвига импульса когерентного пика и моды LO-фонона от плотности носителей заряда в высокотемпературных сверхпроводниках p-типа. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).
Нодзима, Т. и др. Уменьшение количества дырок и накопление электронов в тонких пленках YBa2Cu3Oy с использованием электрохимического метода: Доказательство существования металлического состояния n-типа. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).
Тунг, Р.Т. Физика и химия высоты барьера Шоттки. Прикладные физические письма 1, 011304 (2014).
Сай-Халаш, Г.А., Чи, К.С., Дененштейн, А. и Лангенберг, Д.Н. Влияние динамического внешнего разрыва пар в сверхпроводящих пленках. Phys. Rev. Lett. 33, 215–219 (1974).
Ниева, Г. и др. Фотоиндуцированное усиление сверхпроводимости. Appl. Phys. Lett. 60, 2159–2161 (1992).
Кудинов, В.И. и др. Стойкая фотопроводимость в пленках YBa2Cu3O6+x как метод фотолегирования для получения металлических и сверхпроводящих фаз. Phys. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).
Манковски, Р. и др. Нелинейная динамика решетки как основа для усиления сверхпроводимости в YBa2Cu3O6.5. Nature 516, 71–74 (2014).
Фаусти, Д. и др. Светоиндуцированная сверхпроводимость в полосатоупорядоченном купрате. Science 331, 189–191 (2011).
Эль-Адави, М.К. и Аль-Нуайм, И.А. Температурная функциональная зависимость летучих органических соединений для солнечной батареи в связи с ее эффективностью: новый подход. Опреснение 209, 91–96 (2007).
Вернон, С.М. и Андерсон, В.А. Температурные эффекты в кремниевых солнечных элементах с барьером Шоттки. Прикладные физические письма 26, 707 (1975).
Кац, Э. А., Файман, Д. и Туладхар, С. М. Температурная зависимость параметров фотоэлектрических устройств полимерно-фуллереновых солнечных элементов в рабочих условиях. Журнал прикладной физиологии 90, 5343–5350 (2002).
Данная работа выполнена при поддержке Национального фонда естественных наук Китая (грант № 60571063) и проектов фундаментальных исследований провинции Хэнань, Китай (грант № 122300410231).
Ф.Ю. написала текст статьи, а М.Ю.Х. подготовила образец керамики YBCO. Ф.Ю. и М.Ю.Х. провели эксперимент и проанализировали результаты. Ф.Г.К. руководила проектом и научной интерпретацией данных. Все авторы рецензировали рукопись.
Данная работа распространяется под лицензией Creative Commons Attribution 4.0 International. Изображения и другие материалы третьих лиц, включенные в эту статью, подпадают под действие лицензии Creative Commons, если иное не указано в строке с указанием авторства; если материал не подпадает под действие лицензии Creative Commons, пользователям необходимо получить разрешение от правообладателя на его воспроизведение. Чтобы ознакомиться с текстом данной лицензии, посетите http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
Ян, Ф., Хан, М. и Чанг, Ф. Происхождение фотоэлектрического эффекта в сверхпроводящей керамике YBa2Cu3O6.96. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
Отправляя комментарий, вы соглашаетесь соблюдать наши Условия и Правила сообщества. Если вы обнаружите что-либо оскорбительное или не соответствующее нашим условиям или правилам, пожалуйста, отметьте это как неприемлемое.
Дата публикации: 22 апреля 2020 г.