Спасибо за посещение nature.com. Вы используете версию браузера с ограниченной поддержкой CSS. Для получения наилучшего опыта мы рекомендуем вам использовать более современный браузер (или отключить режим совместимости в Internet Explorer). В то же время, чтобы обеспечить постоянную поддержку, мы отображаем сайт без стилей и JavaScript.
Мы сообщаем о замечательном фотоэлектрическом эффекте в керамике YBa2Cu3O6.96 (YBCO) между 50 и 300 К, вызванном синим лазерным освещением, который напрямую связан со сверхпроводимостью YBCO и интерфейсом YBCO-металлический электрод. Существует смена полярности для напряжения разомкнутой цепи Voc и тока короткого замыкания Isc, когда YBCO претерпевает переход из сверхпроводящего в резистивное состояние. Мы показываем, что существует электрический потенциал на интерфейсе сверхпроводник-нормальный металл, который обеспечивает разделительную силу для фотоиндуцированных пар электрон-дырка. Этот интерфейсный потенциал направлен от YBCO к металлическому электроду, когда YBCO является сверхпроводящим, и переключается на противоположное направление, когда YBCO становится несверхпроводящим. Происхождение потенциала может быть легко связано с эффектом близости на границе металл-сверхпроводник, когда YBCO является сверхпроводником, и его значение оценивается в ~10–8 мВ при 50 К с интенсивностью лазера 502 мВт/см2. Сочетание материала p-типа YBCO в нормальном состоянии с материалом n-типа Ag-paste образует квази-pn-переход, который отвечает за фотоэлектрическое поведение керамики YBCO при высоких температурах. Наши результаты могут проложить путь к новым применениям фотонных электронных устройств и пролить дополнительный свет на эффект близости на границе сверхпроводник-металл.
Фотоиндуцированное напряжение в высокотемпературных сверхпроводниках было описано в начале 1990-х годов и с тех пор широко исследовалось, однако его природа и механизм остаются невыясненными1,2,3,4,5. Тонкие пленки YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8, в частности, интенсивно изучаются в виде фотоэлектрических (ФЭ) ячеек из-за их 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, вызванном освещением синим лазером (λ = 450 нм) в керамике YBa2Cu3O6.96 (YBCO) между 50 и 300 К (Tc ~ 90 К). Мы показываем, что ФЭ-эффект напрямую связан со сверхпроводимостью YBCO и природой интерфейса YBCO-металлический электрод. Происходит смена полярности напряжения разомкнутой цепи Voc и тока короткого замыкания Isc, когда YBCO переходит из сверхпроводящей фазы в резистивное состояние. Предполагается, что существует электрический потенциал на интерфейсе сверхпроводник-нормальный металл, который обеспечивает разделительную силу для фотоиндуцированных электронно-дырочных пар. Этот интерфейсный потенциал 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 близости14,15,16,17 на интерфейсе металл-сверхпроводник, когда YBCO является сверхпроводящим, и его значение оценивается как ~10−8 мВ при 50 К с интенсивностью лазера 502 мВт/см2. Сочетание материала p-типа YBCO в нормальном состоянии с материалом n-типа Ag-paste 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 быстрые пассивные детекторы света и т. д.
На рис. 1а–с показано, что IV-характеристики керамического образца YBCO при 50 К. Без светового освещения напряжение на образце остается нулевым при изменении тока, как и можно ожидать от сверхпроводящего материала. Очевидный фотогальванический эффект появляется, когда лазерный луч направлен на катод (рис. 1а): IV-кривые, параллельные оси I, смещаются вниз с увеличением интенсивности лазера. Очевидно, что даже без тока существует отрицательное фотоиндуцированное напряжение (часто называемое напряжением разомкнутой цепи Voc). Нулевой наклон IV-кривой указывает на то, что образец все еще является сверхпроводящим при лазерном освещении.
(a–c) и 300 K (e–g). Значения V(I) были получены путем изменения тока от −10 мА до +10 мА в вакууме. Для ясности представлена только часть экспериментальных данных. a, Вольт-амперные характеристики YBCO, измеренные с лазерным пятном, расположенным на катоде (i). Все кривые IV представляют собой горизонтальные прямые линии, указывающие на то, что образец все еще является сверхпроводящим при лазерном облучении. Кривая смещается вниз с увеличением интенсивности лазера, указывая на то, что существует отрицательный потенциал (Voc) между двумя выводами напряжения даже при нулевом токе. Кривые IV остаются неизменными, когда лазер направлен в центр образца при 50 K (b) или 300 K (f). Горизонтальная линия смещается вверх по мере освещения анода (c). Схематическая модель перехода металл-сверхпроводник при 50 K показана на d. Вольт-амперные характеристики нормального состояния YBCO при 300 К, измеренные с лазерным лучом, направленным на катод и анод, приведены на 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 с интенсивностью света в противоположном направлении, указывая на другой механизм разделения зарядов. Возможная структура интерфейса при 300 К изображена на hj. Реальная картина образца с выводами.
Богатый кислородом YBCO в сверхпроводящем состоянии может поглощать почти полный спектр солнечного света из-за его очень малой энергетической щели (Eg)9,10, тем самым создавая пары электрон-дырка (e–h). Чтобы создать напряжение разомкнутой цепи Voc путем поглощения фотонов, необходимо пространственно разделить фотогенерированные пары eh до того, как произойдет рекомбинация18. Отрицательное значение Voc относительно катода и анода, как показано на рис. 1i, предполагает, что существует электрический потенциал на границе раздела металл-сверхпроводник, который перемещает электроны к аноду, а дырки к катоду. Если это так, то также должен быть потенциал, направленный от сверхпроводника к металлическому электроду на аноде. Следовательно, положительное значение Voc будет получено, если область образца вблизи анода освещена. Кроме того, не должно быть фотоиндуцированных напряжений, когда пятно лазера направлено на области, далекие от электродов. Это, безусловно, так, как видно из рис. 1b,c!.
Когда световое пятно перемещается от катодного электрода к центру образца (примерно на 1,25 мм от интерфейсов), никаких изменений кривых IV и Voc не наблюдается при увеличении интенсивности лазера до максимально доступного значения (рис. 1b). Естественно, этот результат можно приписать ограниченному времени жизни фотоиндуцированных носителей и отсутствию силы разделения в образце. Электронно-дырочные пары могут создаваться всякий раз, когда образец освещается, но большинство пар e–h будет уничтожено, и никакого фотогальванического эффекта не наблюдается, если лазерное пятно попадает на области, удаленные от любого из электродов. Перемещая лазерное пятно к анодным электродам, кривые IV, параллельные оси I, перемещаются вверх с увеличением интенсивности лазера (рис. 1c). Аналогичное встроенное электрическое поле существует в соединении металл-сверхпроводник на аноде. Однако на этот раз металлический электрод подключается к положительному выводу тестовой системы. Дырки, созданные лазером, выталкиваются к анодному выводу, и, таким образом, наблюдается положительное Voc. Представленные здесь результаты убедительно свидетельствуют о том, что действительно существует интерфейсный потенциал, направленный от сверхпроводника к металлическому электроду.
Фотовольтаический эффект в керамике YBa2Cu3O6.96 при 300 К показан на рис. 1e–g. Без светового освещения кривая IV образца представляет собой прямую линию, пересекающую начало координат. Эта прямая линия движется вверх параллельно исходной с увеличением интенсивности лазерного облучения на катодных выводах (рис. 1e). Для фотоэлектрического устройства интересны два предельных случая. Состояние короткого замыкания возникает, когда V = 0. Ток в этом случае называется током короткого замыкания (Isc). Вторым предельным случаем является состояние разомкнутой цепи (Voc), которое возникает, когда R→∞ или ток равен нулю. На рисунке 1e ясно видно, что Voc положительно и увеличивается с увеличением интенсивности света, в отличие от результата, полученного при 50 К; в то время как отрицательный Isc увеличивается по величине при световом освещении, типичное поведение обычных солнечных элементов.
Аналогично, когда лазерный луч направлен на области, удаленные от электродов, кривая V(I) не зависит от интенсивности лазера, и фотовольтаический эффект не проявляется (рис. 1f). Подобно измерению при 50 К, кривые IV смещаются в противоположном направлении по мере облучения анодного электрода (рис. 1g). Все эти результаты, полученные для этой системы пасты YBCO-Ag при 300 К с лазерным облучением в различных положениях образца, согласуются с потенциалом интерфейса, противоположным наблюдаемому при 50 К.
Большинство электронов конденсируются в куперовские пары в сверхпроводящем YBCO ниже его температуры перехода Tc. Находясь в металлическом электроде, все электроны остаются в сингулярной форме. Существует большой градиент плотности как для сингулярных электронов, так и для куперовских пар вблизи интерфейса металл-сверхпроводник. Сингулярные электроны с основными носителями заряда в металлическом материале будут диффундировать в область сверхпроводника, тогда как куперовские пары с основными носителями заряда в области YBCO будут диффундировать в металлическую область. Поскольку куперовские пары, несущие больше зарядов и имеющие большую подвижность, чем сингулярные электроны, диффундируют из YBCO в металлическую область, положительно заряженные атомы остаются, что приводит к образованию электрического поля в области пространственного заряда. Направление этого электрического поля показано на принципиальной схеме рис. 1d. Падающее фотонное освещение вблизи области пространственного заряда может создавать пары eh, которые будут разделены и выметены, создавая фототок в направлении обратного смещения. Как только электроны выходят из встроенного электрического поля, они конденсируются в пары и текут к другому электроду без сопротивления. В этом случае Voc противоположен заданной полярности и показывает отрицательное значение, когда лазерный луч указывает на область вокруг отрицательного электрода. Из значения Voc можно оценить потенциал на интерфейсе: расстояние между двумя выводами напряжения d составляет ~5 × 10−3 м, толщина интерфейса металл-сверхпроводник, di, должна быть того же порядка величины, что и длина когерентности сверхпроводника YBCO (~1 нм)19,20, возьмем значение Voc = 0,03 мВ, потенциал Vms на интерфейсе металл-сверхпроводник оценивается как ~10−11 В при 50 К с интенсивностью лазера 502 мВт/см2, используя уравнение,
Мы хотим подчеркнуть здесь, что фотоиндуцированное напряжение не может быть объяснено фототермическим эффектом. Экспериментально установлено, что коэффициент Зеебека сверхпроводника YBCO равен Ss = 021. Коэффициент Зеебека для медных свинцовых проводов находится в диапазоне SCu = 0,34–1,15 мкВ/К3. Температура медного провода в пятне лазера может быть повышена на небольшую величину 0,06 К при максимальной интенсивности лазера, доступной при 50 К. Это может создать термоэлектрический потенциал 6,9 × 10−8 В, что на три порядка меньше, чем Voc, полученный на рис. 1 (а). Очевидно, что термоэлектрический эффект слишком мал, чтобы объяснить экспериментальные результаты. Фактически, изменение температуры из-за лазерного облучения исчезнет менее чем за одну минуту, так что вклад теплового эффекта можно смело игнорировать.
Этот фотоэлектрический эффект YBCO при комнатной температуре показывает, что здесь задействован другой механизм разделения зарядов. Сверхпроводящий YBCO в нормальном состоянии является материалом p-типа с дырками в качестве носителей заряда22,23, в то время как металлическая паста Ag 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 паста YBCO-Ag при комнатной температуре, как показано на рис. 1e. В качестве альтернативы Ag-YBCO может образовывать переход Шоттки p-типа, который также приводит к потенциалу интерфейса с той же полярностью, что и в модели, представленной выше24.
Для детального исследования процесса эволюции фотоэлектрических свойств во время сверхпроводящего перехода YBCO были измерены кривые IV образца при 80 К с выбранными интенсивностями лазера, освещающего 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). Подобно данным, полученным при 50 К, кривые IV, параллельные оси I, смещаются вниз с ростом интенсивности лазера до тех пор, пока не будет достигнуто критическое значение Pc. Выше этой критической интенсивности лазера (Pc) сверхпроводник претерпевает переход из сверхпроводящей фазы в резистивную фазу; напряжение начинает увеличиваться с током из-за появления сопротивления в сверхпроводнике. В результате кривая IV начинает пересекаться с осью I и осью V, что сначала приводит к отрицательному Voc и положительному Isc. 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 в отрицательное, а Voc из отрицательного в положительное значение, проходя начало координат (высокая чувствительность фотоэлектрических свойств, в частности значения Isc, к освещению светом более наглядно видна на рис. 2b). При максимально возможной интенсивности лазера кривые IV стремятся быть параллельными друг другу, что указывает на нормальное состояние образца YBCO.
Центр пятна лазера расположен вокруг катодных электродов (см. рис. 1i). a, IV-кривые YBCO, облученного лазером различной интенсивности. b (вверху), Зависимость интенсивности лазера от напряжения разомкнутой цепи Voc и тока короткого замыкания Isc. Значения Isc не могут быть получены при низкой интенсивности света (< 110 мВт/см2), поскольку IV-кривые параллельны оси I, когда образец находится в сверхпроводящем состоянии. b (внизу), дифференциальное сопротивление как функция интенсивности лазера.
Зависимость интенсивности лазера Voc и Isc при 80 К показана на рис. 2b (вверху). Фотоэлектрические свойства можно обсудить в трех областях интенсивности света. Первая область находится между 0 и Pc, в которой YBCO является сверхпроводящим, Voc отрицательно и уменьшается (абсолютное значение увеличивается) с интенсивностью света и достигает минимума при Pc. Вторая область находится от Pc до другой критической интенсивности P0, в которой Voc увеличивается, а Isc уменьшается с ростом интенсивности света, и обе достигают нуля при P0. Третья область находится выше P0, пока не будет достигнуто нормальное состояние YBCO. Хотя и Voc, и Isc изменяются с интенсивностью света так же, как в области 2, они имеют противоположную полярность выше критической интенсивности P0. Значимость P0 заключается в том, что фотоэлектрический эффект отсутствует, и механизм разделения зарядов качественно меняется в этой конкретной точке. 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) как функция интенсивности лазера. Как упоминалось ранее, встроенный электрический потенциал в интерфейсе из-за диффузии куперовских пар направлен от сверхпроводника к металлу. Подобно тому, что наблюдается при 50 К, фотоэлектрический эффект усиливается с увеличением интенсивности лазера от 0 до Pc. Когда интенсивность лазера достигает значения, немного превышающего Pc, кривая IV начинает наклоняться, и сопротивление образца начинает проявляться, но полярность потенциала интерфейса еще не меняется. Влияние оптического возбуждения на сверхпроводимость было исследовано в видимой или ближней ИК-области. В то время как основной процесс заключается в разрушении куперовских пар и разрушении сверхпроводимости25,26, в некоторых случаях переход к сверхпроводимости может быть усилен27,28,29, могут быть даже индуцированы новые фазы сверхпроводимости30. Отсутствие сверхпроводимости при Pc можно приписать фотоиндуцированному разрыву пар. В точке P0 потенциал на интерфейсе становится равным нулю, что указывает на то, что плотность заряда по обе стороны интерфейса достигает одинакового уровня при данной интенсивности светового освещения. Дальнейшее увеличение интенсивности лазера приводит к разрушению большего количества куперовских пар, и YBCO постепенно преобразуется обратно в материал p-типа. Вместо диффузии электронов и куперовских пар, характеристика интерфейса теперь определяется диффузией электронов и дырок, что приводит к изменению полярности электрического поля в интерфейсе и, следовательно, положительному Voc (сравните рис. 1d,h). При очень высокой интенсивности лазера дифференциальное сопротивление YBCO насыщается до значения, соответствующего нормальному состоянию, и как Voc, так и Isc имеют тенденцию изменяться линейно с интенсивностью лазера (рис. 2b). Это наблюдение показывает, что лазерное облучение нормального состояния YBCO больше не будет изменять его удельное сопротивление и особенности интерфейса сверхпроводник-металл, а только увеличит концентрацию пар электрон-дырка.
Для исследования влияния температуры на фотоэлектрические свойства система металл-сверхпроводник была облучена на катоде синим лазером с интенсивностью 502 мВт/см2. Кривые IV, полученные при выбранных температурах от 50 до 300 К, приведены на рис. 3а. Затем из этих кривых IV можно получить напряжение разомкнутой цепи Voc, ток короткого замыкания Isc и дифференциальное сопротивление, которые показаны на рис. 3б. Без светового освещения все кривые IV, измеренные при различных температурах, проходят начало координат, как и ожидалось (вставка рис. 3а). Характеристики IV резко меняются с ростом температуры, когда система освещается относительно сильным лазерным лучом (502 мВт/см2). При низких температурах кривые IV представляют собой прямые линии, параллельные оси I, с отрицательными значениями Voc. Эта кривая движется вверх с ростом температуры и постепенно превращается в линию с ненулевым наклоном при критической температуре Tcp (рис. 3а (вверху)). Кажется, что все кривые IV-характеристики вращаются вокруг точки в третьем квадранте. Voc увеличивается от отрицательного значения к положительному, в то время как Isc уменьшается от положительного до отрицательного значения. Выше исходной температуры сверхпроводящего перехода Tc YBCO кривая IV изменяется довольно по-разному с температурой (нижняя часть рис. 3a). Во-первых, центр вращения кривых IV перемещается в первый квадрант. Во-вторых, Voc продолжает уменьшаться, а Isc увеличивается с ростом температуры (верхняя часть рис. 3b). В-третьих, наклон кривых IV линейно увеличивается с температурой, что приводит к положительному температурному коэффициенту сопротивления для YBCO (нижняя часть рис. 3b).
Температурная зависимость фотоэлектрических характеристик для системы пасты YBCO-Ag при лазерном облучении мощностью 502 мВт/см2.
Центр пятна лазера расположен вокруг катодных электродов (см. рис. 1i). a, кривые IV, полученные от 50 до 90 К (вверху) и от 100 до 300 К (внизу) с приращением температуры 5 К и 20 К соответственно. Вставка a показывает характеристики IV при нескольких температурах в темноте. Все кривые пересекают начальную точку. b, напряжение холостого хода Voc и ток короткого замыкания Isc (вверху) и дифференциальное сопротивление dV/dI YBCO (внизу) как функция температуры. Температура перехода в сверхпроводящее состояние с нулевым сопротивлением Tcp не приведена, поскольку она слишком близка к Tc0.
На рис. 3b можно выделить три критические температуры: Tcp, выше которой YBCO становится несверхпроводящим; Tc0, при которой как Voc, так 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 куперовских пар. Эффект лазерного облучения заключается в снижении температуры сверхпроводящего перехода с нулевым сопротивлением с 89 K до ~ 55 K (внизу рис. 3b) за счет снижения концентрации куперовских пар в дополнение к созданию фотоэлектрического напряжения и тока. Повышение температуры также разрушает куперовские пары, что приводит к более низкому потенциалу в интерфейсе. Следовательно, абсолютное значение Voc станет меньше, хотя применяется та же интенсивность лазерного облучения. Потенциал интерфейса будет становиться все меньше и меньше с дальнейшим повышением температуры и достигнет нуля при Tc0. В этой особой точке нет фотоэлектрического эффекта, поскольку нет внутреннего поля для разделения фотоиндуцированных пар электрон-дырка. Смена полярности потенциала происходит выше этой критической температуры, поскольку плотность свободного заряда в пасте Ag больше, чем в YBCO, который постепенно переносится обратно в материал p-типа. Здесь мы хотим подчеркнуть, что смена полярности Voc и Isc происходит сразу после сверхпроводящего перехода с нулевым сопротивлением, независимо от причины перехода. Это наблюдение впервые ясно показывает корреляцию между сверхпроводимостью и фотоэлектрическими эффектами, связанными с потенциалом интерфейса металл-сверхпроводник. Природа этого потенциала на интерфейсе сверхпроводник-нормальный металл была в центре внимания исследований в течение последних нескольких десятилетий, но есть много вопросов, которые 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 эффект близости высокотемпературной сверхпроводимости.
Дальнейшее повышение температуры от Tc0 до Tc приводит к меньшей концентрации куперовских пар и повышению потенциала интерфейса и, следовательно, большему Voc. При Tc концентрация куперовских пар становится равной нулю, а встроенный потенциал на интерфейсе достигает максимума, что приводит к максимальному Voc и минимальному Isc. Быстрое увеличение Voc и Isc (абсолютное значение) в этом диапазоне температур 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 разомкнутой цепи 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, намного 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 для обычного устройства солнечной батареи увеличивается с ростом температуры, что приводит к уменьшению Voc по мере увеличения температуры. Линейные кривые IV, наблюдаемые для этой системы Ag-сверхпроводник, во-первых, из-за очень малого потенциала интерфейса, а во-вторых, из-за соединения двух гетеропереходов «спина к спине», затрудняют определение тока утечки. Тем не менее, весьма вероятно, 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, чтобы общее напряжение было равно нулю. С ростом температуры Voc становится меньше, поэтому для создания отрицательного напряжения требуется меньший ток. Кроме того, сопротивление YBCO линейно увеличивается с температурой выше Tc (нижняя часть рис. 3b), что также способствует меньшему абсолютному значению Isc при высоких температурах.
Обратите внимание, что результаты, представленные на рис. 2,3, получены при лазерном облучении области вокруг катодных электродов. Измерения также были повторены с лазерным пятном, расположенным на аноде, и были получены аналогичные характеристики IV 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 интерфейсом сверхпроводник-металл.
Подводя итог, можно сказать, что характеристики IV облученной лазером сверхпроводящей пастовой системы YBCO-Ag были измерены в зависимости от температуры и интенсивности лазера. Замечательный фотоэлектрический эффект наблюдался в диапазоне температур от 50 до 300 К. Обнаружено, что фотоэлектрические свойства сильно коррелируют со сверхпроводимостью керамики YBCO. Смена полярности Voc и Isc происходит сразу после фотоиндуцированного перехода из сверхпроводящего состояния в несверхпроводящее. Температурная зависимость Voc и Isc, измеренная при фиксированной интенсивности лазера, также показывает отчетливую смену полярности при критической температуре, выше которой образец становится резистивным. Располагая пятно лазера в другой части образца, мы показываем, что существует электрический потенциал на интерфейсе, который обеспечивает силу разделения для фотоиндуцированных пар электрон-дырка. Этот интерфейсный потенциал направлен от YBCO к металлическому электроду, когда YBCO является сверхпроводящим, и переключается на противоположное направление, когда образец становится несверхпроводящим. Происхождение потенциала может быть естественным образом связано с эффектом близости на границе металл-сверхпроводник, когда YBCO является сверхпроводником и оценивается как ~10−8 мВ при 50 К с интенсивностью лазера 502 мВт/см2. Контакт материала p-типа YBCO в нормальном состоянии с материалом n-типа Ag-paste образует квази-pn-переход, который отвечает за фотоэлектрическое поведение керамики YBCO при высоких температурах. Вышеуказанные наблюдения проливают свет на эффект PV в высокотемпературной сверхпроводящей керамике YBCO и прокладывают путь к новым приложениям в оптоэлектронных устройствах, таких как быстрые пассивные детекторы света и детекторы одиночных фотонов.
Эксперименты по фотоэлектрическому эффекту проводились на керамическом образце YBCO толщиной 0,52 мм и прямоугольной формы 8,64 × 2,26 мм2, освещенном непрерывным синим лазером (λ = 450 нм) с размером лазерного пятна радиусом 1,25 мм. Использование объемного, а не тонкопленочного образца позволяет нам изучать фотоэлектрические свойства сверхпроводника, не имея дела со сложным влиянием подложки6,7. Более того, объемный материал может быть благоприятным из-за его простой процедуры приготовления и относительно низкой стоимости. Медные свинцовые провода соединены на образце YBCO с серебряной пастой, образуя четыре круглых электрода диаметром около 1 мм. Расстояние между двумя электродами напряжения составляет около 5 мм. IV характеристики образца измерялись с помощью вибрационного магнитометра образца (VersaLab, Quantum Design) с кварцевым окном. Для получения IV кривых 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, CL, Кляйнхаммес, A., Молтон, WG и Тестарди, LR Напряжения, индуцированные лазером, запрещенные симметрией в YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).
Квок, Х.С., Чжэн, Дж.П. и Донг, С.Й. Происхождение аномального фотоэлектрического сигнала в Y-Ba-Cu-O. Phys. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).
Ван, Л.П., Линь, Дж.Л., Фэн, К.Р. и Ван, Г.В. Измерение индуцированных лазером 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. J. Appl. Phys. 67, 4375–4376 (1990).
Квок, Х.С. и Чжэн, Дж.П. Аномальный фотоэлектрический отклик в YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).
Мураока, И., Мурамацу, Т., Ямаура, Дж. и Хирои, З. Фотогенерированная инжекция дырочных носителей в YBa2Cu3O7−x в оксидной гетероструктуре. Письма прикладной физики 85, 2950–2952 (2004).
Асакура, Д. и др. Исследование фотоэмиссии 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. J. Supercond. 7, 361–365 (1994).
Кабанов, В. В., Демсар, Дж., Подобник, Б. и Михайлович, Д. Динамика релаксации квазичастиц в сверхпроводниках с различной структурой щели: теория и эксперименты на YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).
Сан, Дж. Р., Сюн, К. М., Чжан, И. З. и Шен, Б. Г. Выпрямляющие свойства гетероперехода YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb. Письма в журнале Appl. Phys. Lett. 87, 222501 (2005).
Камарас, К., Портер, К. Д., Досс, М. Г., Херр, С. Л. и Таннер, Д. Б. Экситонное поглощение и сверхпроводимость в YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. Lett. 59, 919–922 (1987).
Ю, Г., Хигер, А. Дж. и Стаки, Г. Переходная фотоиндуцированная проводимость в полупроводниковых монокристаллах YBa2Cu3O6.3: поиск фотоиндуцированного металлического состояния и фотоиндуцированной сверхпроводимости. Solid State Commun. 72, 345–349 (1989).
Макмиллан, В. Л. Туннельная модель сверхпроводящего эффекта близости. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).
Герон, С. и др. Сверхпроводящий эффект близости, исследованный на 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).
Ку, Ф. М. 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 pn-переходом для преобразования солнечного излучения в электрическую энергию. J. App. Phys. 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, И. и Сегава, К. Магнитосопротивление недвойниковых монокристаллов YBa2Cu3Oy в широком диапазоне легирования: аномальная зависимость длины когерентности от дырочного легирования. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).
Обертелли, С.Д. и Купер, Дж.Р. Систематика термоэлектрической мощности высокотемпературных оксидов. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).
Сугаи, С. и др. Сдвиг импульса когерентного пика и фононной моды LO в зависимости от плотности носителей в высокотемпературных сверхпроводниках p-типа. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).
Нодзима, Т. и др. Уменьшение дырок и накопление электронов в тонких пленках YBa2Cu3Oy с использованием электрохимической технологии: доказательства металлического состояния n-типа. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).
Тунг, Р. Т. Физика и химия высоты барьера Шоттки. Письма в журнале Appl. Phys. 1, 011304 (2014).
Сай-Халас, GA, Чи, CC, Дененштейн, A. и Лангенберг, DN Эффекты динамического разрыва внешних 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. Устойчивая фотопроводимость в пленках YBa2Cu3O6+x как метод фотолегирования в направлении металлических и сверхпроводящих фаз. Phys. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).
Манковский, Р. и др. Нелинейная динамика решетки как основа повышенной сверхпроводимости в YBa2Cu3O6.5. Nature 516, 71–74 (2014).
Фаусти, Д. и др. Светоиндуцированная сверхпроводимость в полосчато-упорядоченном купрате. Science 331, 189–191 (2011).
Эль-Адави, М. К. и Аль-Нуайм, И. А. Температурная функциональная зависимость ЛОС для солнечного элемента в связи с его эффективностью: новый подход. Опреснение 209, 91–96 (2007).
Вернон, С. М. и Андерсон, ВА Температурные эффекты в кремниевых солнечных элементах с барьером Шоттки. Письма в журнале Appl. Phys. 26, 707 (1975).
Кац, Э.А., Файман, Д. и Туладхар, С.М. Температурная зависимость параметров фотоэлектрических устройств полимерно-фуллереновых солнечных элементов в рабочих условиях. J. Appl. Phys. 90, 5343–5350 (2002).
Данная работа была поддержана Национальным фондом естественных наук Китая (грант № 60571063), Проектами фундаментальных исследований провинции Хэнань, Китай (грант № 122300410231).
FY написал текст статьи, а MYH подготовил образец керамики YBCO. FY и MYH провели эксперимент и проанализировали результаты. FGC руководил проектом и научной интерпретацией данных. Все авторы рецензировали рукопись.
Эта работа лицензирована в соответствии с лицензией Creative Commons Attribution 4.0 International. Изображения или другие материалы третьих лиц в этой статье включены в лицензию Creative Commons статьи, если иное не указано в строке кредита; если материал не включен в лицензию Creative Commons, пользователям необходимо получить разрешение от владельца лицензии на воспроизведение материала. Чтобы просмотреть копию этой лицензии, посетите http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
Янг, 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 найдете что-то оскорбительное или не соответствующее нашим условиям или правилам, пожалуйста, отметьте это как ненадлежащее.
Время публикации: 22-апр.-2020