Pôvod fotovoltaického efektu v supravodivej keramike YBa2Cu3O6.96

Ďakujeme za návštevu stránky nature.com. Používate verziu prehliadača s obmedzenou podporou CSS. Pre dosiahnutie čo najlepšieho zážitku odporúčame používať novší prehliadač (alebo vypnúť režim kompatibility v prehliadači Internet Explorer). Medzitým, aby sme zabezpečili nepretržitú podporu, zobrazujeme stránku bez štýlov a JavaScriptu.

Zaznamenávame pozoruhodný fotovoltaický efekt v keramike YBa2Cu3O6.96 (YBCO) medzi 50 a 300 K indukovaný osvetlením modrým laserom, ktorý priamo súvisí so supravodivosťou YBCO a rozhraním YBCO-kovová elektróda. Pri prechode YBCO zo supravodivého do odporového stavu dochádza k obráteniu polarity napätia naprázdno Voc a skratového prúdu Isc. Ukazujeme, že na rozhraní supravodič-normálny kov existuje elektrický potenciál, ktorý poskytuje separačnú silu pre fotoindukované páry elektrón-diera. Tento potenciál rozhrania smeruje z YBCO na kovovú elektródu, keď je YBCO supravodivý, a mení sa na opačný smer, keď sa YBCO stane supravodivým. Pôvod potenciálu možno ľahko priradiť k efektu blízkosti na rozhraní kov-supravodič, keď je YBCO supravodivý, a jeho hodnota sa odhaduje na ~10–8 mV pri 50 K s intenzitou laseru 502 mW/cm2. Kombinácia materiálu YBCO typu p v normálnom stave s materiálom Ag-pasta typu n vytvára kvázi-pn prechod, ktorý je zodpovedný za fotovoltaické správanie keramiky YBCO pri vysokých teplotách. Naše zistenia môžu pripraviť cestu k novým aplikáciám fotónovo-elektronických zariadení a objasniť efekt blízkosti na rozhraní supravodič-kov.

Fotoindukované napätie vo vysokoteplotných supravodičoch bolo hlásené začiatkom 90. rokov a odvtedy je rozsiahlo skúmané, no jeho povaha a mechanizmus zostávajú nejasné1,2,3,4,5. Tenké filmy YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8 sú intenzívne študované najmä vo forme fotovoltaických (FV) článkov kvôli ich nastaviteľnej energetickej medzere9,10,11,12,13. Vysoký odpor substrátu však vždy vedie k nízkej účinnosti konverzie zariadenia a maskuje primárne FV vlastnosti YBCO8. V tejto práci uvádzame pozoruhodný fotovoltaický efekt indukovaný osvetlením modrým laserom (λ = 450 nm) v keramike YBa2Cu3O6.96 (YBCO) medzi 50 a 300 K (Tc ~ 90 K). Ukazujeme, že FV efekt priamo súvisí so supravodivosťou YBCO a povahou rozhrania YBCO-kovová elektróda. Pri prechode YBCO zo supravodivej fázy do odporového stavu dochádza k obráteniu polarity napätia naprázdno Voc a prúdu skratu Isc. Predpokladá sa, že na rozhraní supravodič-normálny kov existuje elektrický potenciál, ktorý poskytuje separačnú silu pre fotoindukované páry elektrón-diera. Tento potenciál rozhrania smeruje z YBCO na kovovú elektródu, keď je YBCO supravodivý, a mení sa na opačný smer, keď sa vzorka stane nesupravodivou. Pôvod potenciálu môže byť prirodzene spojený s efektom blízkosti14,15,16,17 na rozhraní kov-supravodič, keď je YBCO supravodivý, a jeho hodnota sa odhaduje na ~10−8 mV pri 50 K s intenzitou laseru 502 mW/cm2. Kombinácia materiálu YBCO typu p v normálnom stave s materiálom Ag-pasta typu n s najväčšou pravdepodobnosťou tvorí kvázi-pn prechod, ktorý je zodpovedný za PV správanie keramiky YBCO pri vysokých teplotách. Naše pozorovania objasnili pôvod PV efektu vo vysokoteplotných supravodivých keramických materiáloch YBCO a pripravili pôdu pre ich aplikáciu v optoelektronických zariadeniach, ako sú rýchle pasívne detektory svetla atď.

Obrázok 1a–c znázorňuje charakteristiky IV (voltaickej indukčnej súčiniteľnosti) keramickej vzorky YBCO pri 50 K. Bez osvetlenia svetlom zostáva napätie na vzorke nulové so zmenou prúdu, ako sa dá očakávať od supravodivého materiálu. Zjavný fotovoltaický efekt sa objavuje, keď je laserový lúč nasmerovaný na katódu (obr. 1a): krivky IV rovnobežne s osou I sa pohybujú smerom nadol so zvyšujúcou sa intenzitou laseru. Je zrejmé, že aj bez akéhokoľvek prúdu existuje záporné fotoindukované napätie (často nazývané napätie otvoreného obvodu Voc). Nulový sklon krivky IV naznačuje, že vzorka je stále supravodivá aj pod laserovým osvetlením.

(a–c) a 300 K (e–g). Hodnoty V(I) boli získané zmenou prúdu od −10 mA do +10 mA vo vákuu. Kvôli prehľadnosti je uvedená iba časť experimentálnych údajov. a, Prúdovo-napäťové charakteristiky YBCO merané s laserovým bodom umiestneným na katóde (i). Všetky krivky IV sú horizontálne priamky, čo naznačuje, že vzorka je stále supravodivá aj pri ožiarení laserom. Krivka sa posúva nadol so zvyšujúcou sa intenzitou laseru, čo naznačuje, že medzi dvoma napäťovými vodičmi existuje záporný potenciál (Voc) aj pri nulovom prúde. Prúdovo-napäťové krivky zostávajú nezmenené, keď je laser nasmerovaný do stredu vzorky pri teplote 50 K (b) alebo 300 K (f). Horizontálna čiara sa posúva nahor, keď je anóda osvetlená (c). Schematický model prechodu kov-supravodič pri 50 K je znázornený na d. Prúdovo-napäťové charakteristiky normálneho stavu YBCO pri 300 K merané s laserovým lúčom nasmerovaným na katódu a anódu sú uvedené v e a g. Na rozdiel od výsledkov pri 50 K, nenulový sklon priamych čiar naznačuje, že YBCO je v normálnom stave; hodnoty Voc sa menia s intenzitou svetla v opačnom smere, čo naznačuje odlišný mechanizmus separácie náboja. Možná štruktúra rozhrania pri 300 K je znázornená na hj. Skutočný obraz vzorky s vývodmi.

YBCO bohatý na kyslík v supravodivom stave dokáže absorbovať takmer celé spektrum slnečného žiarenia vďaka svojej veľmi malej energetickej medzere (Eg)9,10, čím vytvára elektrónovo-dierové páry (e–h). Na vytvorenie napätia otvoreného obvodu Voc absorpciou fotónov je potrebné priestorovo oddeliť fotogenerované eh páry predtým, ako dôjde k rekombinácii18. Záporný Voc vzhľadom na katódu a anódu, ako je znázornené na obr. 1i, naznačuje, že na rozhraní kov-supravodič existuje elektrický potenciál, ktorý prenáša elektróny k anóde a diery ku katóde. Ak je to tak, mal by existovať aj potenciál smerujúci zo supravodiča na kovovú elektródu na anóde. V dôsledku toho by sa dosiahol kladný Voc, ak by bola osvetlená oblasť vzorky v blízkosti anódy. Okrem toho by nemalo dochádzať k žiadnym fotoindukovaným napätiam, keď je laserový bod nasmerovaný do oblastí ďaleko od elektród. Je to určite tak, ako je vidieť na obr. 1b,c!.

Keď sa svetelná škvrna pohybuje od katódovej elektródy do stredu vzorky (približne 1,25 mm od rozhraní), so zvyšujúcou sa intenzitou laseru na maximálnu dostupnú hodnotu sa nepozoruje žiadna zmena IV kriviek ani Voc (obr. 1b). Tento výsledok možno prirodzene pripísať obmedzenej životnosti fotoindukovaných nosičov a nedostatku separačnej sily vo vzorke. Elektrónovo-dierové páry sa môžu vytvárať vždy, keď je vzorka osvetlená, ale väčšina párov e-h sa anihiluje a nepozoruje sa žiadny fotovoltaický efekt, ak laserová škvrna dopadne na oblasti ďaleko od ktorejkoľvek z elektród. Presunutím laserovej škvrny k anódovým elektródam sa IV krivky rovnobežné s osou I pohybujú nahor so zvyšujúcou sa intenzitou laseru (obr. 1c). Podobné vstavané elektrické pole existuje v spoji kov-supravodič na anóde. Kovová elektróda sa však tentoraz pripája ku kladnému vývodu testovacieho systému. Diery vytvorené laserom sú tlačené k anódovému vývodu, a preto sa pozoruje kladný Voc. Výsledky prezentované v tomto dokumente poskytujú silný dôkaz o tom, že skutočne existuje rozhraniový potenciál smerujúci od supravodiča ku kovovej elektróde.

Fotovoltaický efekt v keramike YBa2Cu3O6.96 pri teplote 300 K je znázornený na obr. 1e–g. Bez osvetlenia je IV krivka vzorky priamkou prechádzajúcou začiatkom súradnicovej sústavy. Táto priamka sa pohybuje nahor rovnobežne s pôvodnou krivkou so zvyšujúcou sa intenzitou laserového žiarenia ožarujúceho katódové vývody (obr. 1e). Existujú dva limitujúce prípady, ktoré sú zaujímavé pre fotovoltaické zariadenie. Skratový stav nastáva, keď V = 0. Prúd sa v tomto prípade označuje ako skratový prúd (Isc). Druhým limitným prípadom je podmienka otvoreného obvodu (Voc), ktorá nastáva, keď R→∞ alebo je prúd nulový. Obrázok 1e jasne ukazuje, že Voc je kladný a zvyšuje sa so zvyšujúcou sa intenzitou svetla, na rozdiel od výsledku získaného pri 50 K; zatiaľ čo záporný Isc sa pozoruje so svetelným osvetlením, čo je typické správanie bežných solárnych článkov.

Podobne, keď je laserový lúč namierený na oblasti ďaleko od elektród, krivka V(I) je nezávislá od intenzity laseru a neprejavuje sa žiadny fotovoltaický efekt (obr. 1f). Podobne ako pri meraní pri 50 K sa krivky IV posúvajú opačným smerom, keď je anódová elektróda ožarovaná (obr. 1g). Všetky tieto výsledky získané pre tento pastový systém YBCO-Ag pri 300 K s laserom ožarovaným v rôznych polohách vzorky sú v súlade s potenciálom rozhrania opačným k potenciálu pozorovanému pri 50 K.

Väčšina elektrónov kondenzuje v Cooperových pároch v supravodivom YBCO pod jeho teplotou prechodu Tc. V kovovej elektróde zostávajú všetky elektróny v singulárnej forme. V blízkosti rozhrania kov-supravodič existuje veľký gradient hustoty pre singulárne elektróny aj Cooperove páry. Singulárne elektróny s väčšinovými nosičmi náboja v kovovom materiáli difundujú do oblasti supravodiča, zatiaľ čo Cooperove páry s väčšinovými nosičmi náboja v oblasti YBCO difundujú do oblasti kovu. Keďže Cooperove páry nesúce viac nábojov a majú väčšiu mobilitu ako singulárne elektróny difundujú z YBCO do oblasti kovu, kladne nabité atómy zostávajú pozadu, čo vedie k vytvoreniu elektrického poľa v oblasti priestorového náboja. Smer tohto elektrického poľa je znázornený na schematickom diagrame na obr. 1d. Dopadajúce fotónové osvetlenie v blízkosti oblasti priestorového náboja môže vytvoriť eh páry, ktoré sa oddelia a vymrštia, čím sa vytvorí fotoprúd v smere opačného predpätia. Hneď ako sa elektróny dostanú z vytvorenej elektrickej elektródy, kondenzujú sa do párov a prúdia k druhej elektróde bez odporu. V tomto prípade je Voc opačná k prednastavenej polarite a zobrazuje zápornú hodnotu, keď laserový lúč smeruje do oblasti okolo zápornej elektródy. Z hodnoty Voc je možné odhadnúť potenciál na rozhraní: vzdialenosť medzi dvoma napäťovými vodičmi d je ~5 × 10−3 m, hrúbka rozhrania kov-supravodič, di, by mala byť rovnakého rádu ako koherenčná dĺžka supravodiča YBCO (~1 nm)19,20, ak vezmeme hodnotu Voc = 0,03 mV, potenciál Vms na rozhraní kov-supravodič sa vyhodnotí na ~10−11 V pri 50 K s intenzitou laseru 502 mW/cm2 pomocou rovnice,

Chceme tu zdôrazniť, že fotoindukované napätie nemožno vysvetliť fototermálnym efektom. Experimentálne sa zistilo, že Seebeckov koeficient supravodiča YBCO je Ss = 021. Seebeckov koeficient pre medené prívodné drôty je v rozsahu SCu = 0,34–1,15 μV/K3. Teplota medeného drôtu v laserovom bode sa môže zvýšiť o nepatrných 0,06 K s maximálnou intenzitou laseru dostupnou pri 50 K. To by mohlo vytvoriť termoelektrický potenciál 6,9 × 10−8 V, čo je o tri rády menej ako Voc získaný na obr. 1 (a). Je zrejmé, že termoelektrický efekt je príliš malý na vysvetlenie experimentálnych výsledkov. V skutočnosti by teplotná zmena spôsobená laserovým ožiarením zmizla za menej ako jednu minútu, takže príspevok tepelného efektu možno bezpečne ignorovať.

Tento fotovoltaický efekt YBCO pri izbovej teplote ukazuje, že tu ide o odlišný mechanizmus separácie náboja. Supravodivý YBCO v normálnom stave je materiál typu p s dierami ako nosičmi náboja22,23, zatiaľ čo kovová Ag-pasta má vlastnosti materiálu typu n. Podobne ako pri pn prechodoch, difúzia elektrónov v striebornej paste a dier v keramike YBCO vytvorí vnútorné elektrické pole smerujúce na keramiku YBCO na rozhraní (obr. 1h). Práve toto vnútorné pole poskytuje separačnú silu a vedie ku kladnému Voc a zápornému Isc pre systém pasty YBCO-Ag pri izbovej teplote, ako je znázornené na obr. 1e. Alternatívne by Ag-YBCO mohol tvoriť Schottkyho prechod typu p, ktorý tiež vedie k potenciálu rozhrania s rovnakou polaritou ako v modeli uvedenom vyššie24.

Na preskúmanie detailného procesu vývoja fotovoltaických vlastností počas supravodivého prechodu YBCO boli merané IV krivky vzorky pri 80 K s vybranými intenzitami laseru osvetľujúcimi katódovú elektródu (obr. 2). Bez laserového ožiarenia sa napätie na vzorke udržiava na nule bez ohľadu na prúd, čo naznačuje supravodivý stav vzorky pri 80 K (obr. 2a). Podobne ako údaje získané pri 50 K, IV krivky rovnobežné s osou I sa pohybujú smerom nadol so zvyšujúcou sa intenzitou laseru, až kým sa nedosiahne kritická hodnota Pc. Nad touto kritickou intenzitou laseru (Pc) supravodič prechádza zo supravodivej fázy do odporovej fázy; napätie sa začína zvyšovať s prúdom v dôsledku vzniku odporu v supravodiči. V dôsledku toho sa IV krivka začína pretínať s osou I a osou V, čo vedie najprv k zápornému Voc a kladnému Isc. Teraz sa zdá, že vzorka je v špeciálnom stave, v ktorom je polarita Voc a Isc extrémne citlivá na intenzitu svetla; Pri veľmi malom zvýšení intenzity svetla sa Isc premieňa z kladnej na zápornú a Voc zo zápornej na kladnú hodnotu, čím prechádza cez začiatok súradnicovej sústavy (vysoká citlivosť fotovoltaických vlastností, najmä hodnoty Isc, na svetelné osvetlenie je jasnejšie viditeľná na obr. 2b). Pri najvyššej dostupnej intenzite laseru majú byť krivky IV navzájom rovnobežné, čo naznačuje normálny stav vzorky YBCO.

Stred laserového bodu je umiestnený okolo katódových elektród (pozri obr. 1i). a, IV krivky YBCO ožiareného rôznymi intenzitami laseru. b (hore), Závislosť intenzity laseru od napätia naprázdno Voc a skratového prúdu Isc. Hodnoty Isc nie je možné získať pri nízkej intenzite svetla (< 110 mW/cm2), pretože IV krivky sú rovnobežné s osou I, keď je vzorka v supravodivom stave. b (dole), diferenciálny odpor ako funkcia intenzity laseru.

Závislosť Voc a Isc od intenzity laseru pri 80 K je znázornená na obr. 2b (hore). Fotovoltaické vlastnosti možno rozobrať v troch oblastiach intenzity svetla. Prvá oblasť je medzi 0 a Pc, v ktorej je YBCO supravodivý, Voc je záporný a klesá (absolútna hodnota sa zvyšuje) s intenzitou svetla a dosahuje minimum pri Pc. Druhá oblasť je od Pc do ďalšej kritickej intenzity P0, v ktorej Voc rastie, zatiaľ čo Isc klesá so zvyšujúcou sa intenzitou svetla a obe dosahujú nulu pri P0. Tretia oblasť je nad P0, kým sa nedosiahne normálny stav YBCO. Hoci sa Voc aj Isc menia s intenzitou svetla rovnakým spôsobom ako v oblasti 2, nad kritickou intenzitou P0 majú opačnú polaritu. Význam P0 spočíva v tom, že nedochádza k žiadnemu fotovoltaickému efektu a mechanizmus separácie náboja sa v tomto konkrétnom bode kvalitatívne mení. Vzorka YBCO sa v tomto rozsahu intenzity svetla stáva supravodivou, ale normálny stav sa ešte len dosiahne.

Je zrejmé, že fotovoltaické charakteristiky systému úzko súvisia so supravodivosťou YBCO a jeho supravodivým prechodom. Diferenciálny odpor dV/dI YBCO je znázornený na obr. 2b (dole) ako funkcia intenzity laseru. Ako už bolo spomenuté, nahromadený elektrický potenciál na rozhraní v dôsledku difúzie Cooperových párov ukazuje smer zo supravodiča na kov. Podobne ako pri 50 K, fotovoltaický efekt sa zvyšuje so zvyšujúcou sa intenzitou laseru od 0 do Pc. Keď intenzita laseru dosiahne hodnotu mierne nad Pc, IV krivka sa začne nakláňať a začne sa objavovať odpor vzorky, ale polarita potenciálu rozhrania sa ešte nemení. Vplyv optickej excitácie na supravodivosť bol skúmaný vo viditeľnej alebo blízkej infračervenej oblasti. Zatiaľ čo základným procesom je rozbitie Cooperových párov a zničenie supravodivosti25,26, v niektorých prípadoch je možné zosilniť supravodivý prechod27,28,29, dokonca je možné indukovať nové fázy supravodivosti30. Absenciu supravodivosti v bode Pc možno pripísať fotoindukovanému rozpadu párov. V bode P0 sa potenciál na rozhraní stáva nulovým, čo naznačuje, že hustota náboja na oboch stranách rozhrania dosahuje rovnakú úroveň pri tejto konkrétnej intenzite svetelného osvetlenia. Ďalšie zvýšenie intenzity laseru vedie k zničeniu ďalších Cooperových párov a YBCO sa postupne transformuje späť na materiál typu p. Namiesto difúzie elektrónov a Cooperových párov je vlastnosť rozhrania teraz určená difúziou elektrónov a dier, čo vedie k obráteniu polarity elektrického poľa v rozhraní a následne k kladnému Voc (porovnaj obr. 1d,h). Pri veľmi vysokej intenzite laseru sa diferenciálny odpor YBCO nasýti na hodnotu zodpovedajúcu normálnemu stavu a Voc aj Isc majú tendenciu sa lineárne meniť s intenzitou laseru (obr. 2b). Toto pozorovanie ukazuje, že laserové ožiarenie YBCO v normálnom stave už nezmení jeho rezistivitu a vlastnosť rozhrania supravodič-kov, ale iba zvýši koncentráciu elektrónovo-dierových párov.

Na preskúmanie vplyvu teploty na fotovoltaické vlastnosti bol systém kov-supravodič ožiarený na katóde modrým laserom s intenzitou 502 mW/cm2. Krivky IV získané pri vybraných teplotách medzi 50 a 300 K sú uvedené na obr. 3a. Z týchto kriviek IV je možné získať napätie naprázdno Voc, skratový prúd Isc a diferenciálny odpor, ktoré sú znázornené na obr. 3b. Bez osvetlenia svetlom všetky krivky IV merané pri rôznych teplotách prechádzajú podľa očakávania počiatkom súradnicovej sústavy (vložka na obr. 3a). Charakteristiky IV sa drasticky menia so zvyšujúcou sa teplotou, keď je systém osvetlený relatívne silným laserovým lúčom (502 mW/cm2). Pri nízkych teplotách sú krivky IV priamky rovnobežné s osou I so zápornými hodnotami Voc. Táto krivka sa so zvyšujúcou sa teplotou pohybuje smerom nahor a pri kritickej teplote Tcp sa postupne mení na čiaru s nenulovým sklonom (obr. 3a (hore)). Zdá sa, že všetky krivky charakteristiky IV sa otáčajú okolo bodu v treťom kvadrante. Voc sa zvyšuje zo zápornej hodnoty na kladnú, zatiaľ čo Isc klesá z kladnej na zápornú hodnotu. Nad pôvodnou teplotou supravodivého prechodu Tc YBCO sa krivka IV mení s teplotou dosť odlišne (dolná časť obr. 3a). Po prvé, stred otáčania kriviek IV sa presúva do prvého kvadrantu. Po druhé, Voc neustále klesá a Isc sa zvyšuje so zvyšujúcou sa teplotou (horná časť obr. 3b). Po tretie, sklon kriviek IV sa lineárne zvyšuje s teplotou, čo vedie ku kladnému teplotnému koeficientu odporu pre YBCO (dolná časť obr. 3b).

Teplotná závislosť fotovoltaických charakteristík pastového systému YBCO-Ag pri laserovom osvetlení s výkonom 502 mW/cm2.

Stred laserového bodu je umiestnený okolo katódových elektród (pozri obr. 1i). a, IV krivky získané od 50 do 90 K (hore) a od 100 do 300 K (dole) s teplotným prírastkom 5 K a 20 K. Vložka a zobrazuje IV charakteristiky pri niekoľkých teplotách v tme. Všetky krivky pretínajú východiskový bod. b, napätie naprázdno Voc a skratový prúd Isc (hore) a diferenciálny odpor dV/dI YBCO (dole) ako funkcia teploty. Teplota prechodu s nulovým odporom do supravodivého stavu Tcp nie je uvedená, pretože je príliš blízko k Tc0.

Z obr. 3b možno rozpoznať tri kritické teploty: Tcp, nad ktorou sa YBCO stáva nesupravodivým; Tc0, pri ktorej sa Voc aj Isc stanú nulovými a Tc, pôvodná teplota supravodivého prechodu YBCO bez laserového ožiarenia. Pod Tcp ~ 55 K je laserom ožiarený YBCO v supravodivom stave s relatívne vysokou koncentráciou Cooperových párov. Účinok laserového ožiarenia spočíva v znížení teploty supravodivého prechodu s nulovým odporom z 89 K na ~55 K (dolná časť obr. 3b) znížením koncentrácie Cooperových párov, okrem vytvárania fotovoltaického napätia a prúdu. Zvyšujúca sa teplota tiež rozkladá Cooperove páry, čo vedie k nižšiemu potenciálu na rozhraní. V dôsledku toho sa absolútna hodnota Voc zmenší, aj keď sa aplikuje rovnaká intenzita laserového ožiarenia. Potenciál rozhrania sa s ďalším zvyšovaním teploty zmenšuje a pri Tc0 dosiahne nulu. V tomto špeciálnom bode nedochádza k žiadnemu fotovoltaickému efektu, pretože neexistuje žiadne vnútorné pole, ktoré by oddeľovalo fotoindukované elektrónovo-dierové páry. Nad touto kritickou teplotou dochádza k obráteniu polarity potenciálu, pretože hustota voľného náboja v Ag paste je väčšia ako v YBCO, ktorý sa postupne prenáša späť do materiálu typu p. Chceme tu zdôrazniť, že k obráteniu polarity Voc a Isc dochádza bezprostredne po supravodivom prechode s nulovým odporom, bez ohľadu na príčinu prechodu. Toto pozorovanie jasne, po prvýkrát, odhaľuje koreláciu medzi supravodivosťou a fotovoltaickými efektmi spojenými s potenciálom rozhrania kov-supravodič. Povaha tohto potenciálu na rozhraní supravodič-normálny kov je predmetom výskumu už niekoľko desaťročí, ale stále existuje mnoho otázok, ktoré čakajú na zodpovedanie. Meranie fotovoltaického efektu sa môže ukázať ako účinná metóda na skúmanie detailov (ako je jeho sila a polarita atď.) tohto dôležitého potenciálu, a tým objasniť efekt blízkosti supravodivého efektu pri vysokých teplotách.

Ďalšie zvýšenie teploty z Tc0 na Tc vedie k menšej koncentrácii Cooperových párov a zvýšeniu potenciálu rozhrania a následne k väčšiemu Voc. Pri Tc sa koncentrácia Cooperových párov rovná nule a potenciál na rozhraní dosahuje maximum, čo vedie k maximálnemu Voc a minimálnemu Isc. Rýchly nárast Voc a Isc (absolútna hodnota) v tomto teplotnom rozsahu zodpovedá supravodivému prechodu, ktorý sa rozširuje z ΔT ~ 3 K na ~34 K laserovým ožiarením s intenzitou 502 mW/cm2 (obr. 3b). V normálnych stavoch nad Tc sa napätie naprázdno Voc znižuje s teplotou (horná časť obr. 3b), podobne ako lineárne správanie Voc pre normálne solárne články založené na pn prechodoch31,32,33. Hoci rýchlosť zmeny Voc s teplotou (−dVoc/dT), ktorá silne závisí od intenzity laseru, je oveľa menšia ako u normálnych solárnych článkov, teplotný koeficient Voc pre prechod YBCO-Ag má rovnaký rád ako koeficient solárnych článkov. Zvodový prúd pn prechodu pre normálny solárny článok sa zvyšuje so zvyšujúcou sa teplotou, čo vedie k poklesu Voc so zvyšujúcou sa teplotou. Lineárne krivky IV pozorované pre tento systém Ag-supravodič, jednak kvôli veľmi malému potenciálu rozhrania a jednak kvôli spojeniu dvoch heteroprechodov chrbtom k sebe, sťažujú určenie zvodového prúdu. Napriek tomu sa zdá byť veľmi pravdepodobné, že rovnaká teplotná závislosť zvodového prúdu je zodpovedná za správanie Voc pozorované v našom experimente. Podľa definície je Isc prúd potrebný na vytvorenie záporného napätia na kompenzáciu Voc tak, aby celkové napätie bolo nulové. S rastúcou teplotou sa Voc zmenšuje, takže na vytvorenie záporného napätia je potrebný menší prúd. Okrem toho sa odpor YBCO lineárne zvyšuje s teplotou nad Tc (spodná časť obr. 3b), čo tiež prispieva k menšej absolútnej hodnote Isc pri vysokých teplotách.

Všimnite si, že výsledky uvedené na obr. 2 a 3 boli získané laserovým ožiarením oblasti okolo katódových elektród. Merania boli tiež opakované s laserovým bodom umiestneným na anóde a boli pozorované podobné charakteristiky IV a fotovoltaické vlastnosti, s výnimkou, že polarita Voc a Isc bola v tomto prípade obrátená. Všetky tieto údaje vedú k mechanizmu fotovoltaického efektu, ktorý úzko súvisí s rozhraním supravodič-kov.

Stručne povedané, IV charakteristiky laserom ožiareného supravodivého pastového systému YBCO-Ag boli merané ako funkcie teploty a intenzity laseru. V teplotnom rozsahu od 50 do 300 K bol pozorovaný pozoruhodný fotovoltaický efekt. Zistilo sa, že fotovoltaické vlastnosti silne korelujú so supravodivosťou keramiky YBCO. K zmene polarity Voc a Isc dochádza bezprostredne po fotoindukovanom prechode zo supravodivého do nesupravodivého stavu. Teplotná závislosť Voc a Isc meraná pri fixnej ​​intenzite laseru tiež ukazuje zreteľnú zmenu polarity pri kritickej teplote, nad ktorou sa vzorka stáva rezistivnou. Umiestnením laserového bodu do rôznych častí vzorky ukazujeme, že na rozhraní existuje elektrický potenciál, ktorý poskytuje separačnú silu pre fotoindukované páry elektrón-diera. Tento potenciál rozhrania smeruje z YBCO na kovovú elektródu, keď je YBCO supravodivý, a prepína sa na opačný smer, keď sa vzorka stane nesupravodivou. Pôvod potenciálu môže byť prirodzene spojený s efektom blízkosti na rozhraní kov-supravodič, keď je YBCO supravodivý, a odhaduje sa na ~10−8 mV pri 50 K s intenzitou laseru 502 mW/cm2. Kontakt materiálu YBCO typu p v normálnom stave s materiálom Ag-pasta typu n vytvára kvázi-pn prechod, ktorý je zodpovedný za fotovoltaické správanie keramiky YBCO pri vysokých teplotách. Vyššie uvedené pozorovania objasňujú fotovoltaický efekt vo vysokoteplotnej supravodivej keramike YBCO a otvárajú cestu k novým aplikáciám v optoelektronických zariadeniach, ako sú rýchle pasívne detektory svetla a detektory jednotlivých fotónov.

Experimenty s fotovoltaickým efektom boli vykonané na keramickej vzorke YBCO s hrúbkou 0,52 mm a obdĺžnikovým tvarom s rozmermi 8,64 × 2,26 mm2, osvetlenej kontinuálnym modrým laserom (λ = 450 nm) s veľkosťou laserovej stopy s polomerom 1,25 mm. Použitie objemovej namiesto tenkovrstvovej vzorky nám umožňuje študovať fotovoltaické vlastnosti supravodiča bez toho, aby sme sa museli zaoberať komplexným vplyvom substrátu6,7. Navyše, objemový materiál by mohol byť priaznivý pre jeho jednoduchý postup prípravy a relatívne nízke náklady. Medené prívodné drôty sú na vzorke YBCO spojené striebornou pastou a tvoria štyri kruhové elektródy s priemerom približne 1 mm. Vzdialenosť medzi dvoma napäťovými elektródami je približne 5 mm. Voltaické charakteristiky vzorky boli merané pomocou vibračného magnetometra na vzorky (VersaLab, Quantum Design) s kremenným kryštálovým okienkom. Na získanie voltaických kriviek bola použitá štandardná štvorvodičová metóda. Relatívne polohy elektród a laserovej stopy sú znázornené na obr. 1i.

Ako citovať tento článok: Yang, F. a kol. Pôvod fotovoltaického efektu v supravodivej keramike YBa2Cu3O6.96. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).

Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG a Testardi, LR Napätia indukované laserom so zakázanou symetriou v YBa2Cu3O7 . Phys. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).

Kwok, HS, Zheng, JP a Dong, SY Pôvod anomálneho fotovoltaického signálu v Y-Ba-Cu-O. Phys. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).

Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR a Wang, GW. Meranie laserom indukovaných napätí supravodivého Bi-Sr-Ca-Cu-O. Phys. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).

Tate, KL a kol. Prechodné laserom indukované napätia vo filmoch YBa2Cu3O7-x pri izbovej teplote. J. Appl. Phys. 67, 4375–4376 (1990).

Kwok, HS a Zheng, JP Anomálna fotovoltaická odozva v YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).

Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. a Hiroi, Z. Fotogenerovaná injekcia nosičov dier do YBa2Cu3O7−x v oxidovej heterostruktúre. Appl. Phys. Lett. 85, 2950–2952 (2004).

Asakura, D. a kol. Štúdia fotoemisnej energie tenkých vrstiev YBa2Cu3Oy pri osvetlení svetlom. Phys. Rev. Lett. 93, 247006 (2004).

Yang, F. a kol. Fotovoltaický efekt heterojunkcie YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb žíhanej pri rôznych parciálnych tlakoch kyslíka. Mater. Lett. 130, 51–53 (2014).

Aminov, BA a kol. Dvojmedzerová štruktúra v monokryštáloch Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. J. Supercond. 7, 361–365 (1994).

Kabanov, VV, Demsar, J., Podobnik, B. a Mihailovic, D. Dynamika relaxácie kvázičastíc v supravodičoch s rôznymi štruktúrami medzier: Teória a experimenty s YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).

Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ a Shen, BG Usmerňovacie vlastnosti heterojunkcie YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb. Appl. Phys. Lett. 87, 222501 (2005).

Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL a Tanner, DB Excitónová absorpcia a supravodivosť v YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. Lett. 59, 919–922 (1987).

Yu, G., Heeger, AJ a Stucky, G. Prechodná fotoindukovaná vodivosť v polovodičových monokryštáloch YBa2Cu3O6.3: hľadanie fotoindukovaného kovového stavu a fotoindukovanej supravodivosti. Solid State Commun. 72, 345–349 (1989).

McMillan, WL Tunelovací model efektu supravodivej blízkosti. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).

Guéron, S. a kol. Efekt supravodivej blízkosti skúmaný na mezoskopickej dĺžkovej škále. Phys. Rev. Lett. 77, 3025–3028 (1996).

Annunziata, G. a Manske, D. Efekt blízkosti s necentrosymetrickými supravodičmi. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).

Qu, FM a kol. Silný supravodivý efekt blízkosti v hybridných štruktúrach Pb-Bi2Te3. Sci. Rep. 2, 339 (2012).

Chapin, DM, Fuller, CS a Pearson, GL Nová kremíková fotobunka s pn prechodom na premenu slnečného žiarenia na elektrickú energiu. J. App. Phys. 25, 676–677 (1954).

Tomimoto, K. Vplyv nečistôt na supravodivú koherenčnú dĺžku v monokryštáloch YBa2Cu3O6.9 dopovaných Zn alebo Ni. Phys. Rev. B 60, 114–117 (1999).

Ando, ​​Y. a Segawa, K. Magnetorezistencia nedvojčatých monokryštálov YBa2Cu3Oy v širokom rozsahu dopovania: anomálna závislosť koherenčnej dĺžky od dierového dopovania. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).

Obertelli, SD a Cooper, JR Systematika termoelektrickej energie oxidov s vysokou teplotou. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).

Sugai, S. a kol. Posun hybnosti koherentného píku a LO fonónového módu závislý od hustoty nosičov náboja v supravodičoch s vysokou teplotou topenia typu p. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).

Nojima, T. a kol. Redukcia dier a akumulácia elektrónov v tenkých vrstvách YBa2Cu3Oy pomocou elektrochemickej techniky: Dôkaz kovového stavu typu n. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).

Tung, RT Fyzika a chémia výšky Schottkyho bariéry. Appl. Phys. Lett. 1, 011304 (2014).

Sai-Halasz, GA, Chi, CC, Denenstein, A. a Langenberg, DN Účinky dynamického vonkajšieho párového rozpadu v supravodivých filmoch. Phys. Rev. Lett. 33, 215–219 (1974).

Nieva, G. a kol. Fotoindukované zvýšenie supravodivosti. Appl. Phys. Lett. 60, 2159–2161 (1992).

Kudinov, VI a kol. Perzistentná fotovodivosť vo filmoch YBa2Cu3O6+x ako metóda fotodopovania smerom ku kovovým a supravodivým fázam. Phys. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).

Mankowsky, R. a kol. Nelineárna mriežková dynamika ako základ pre zvýšenú supravodivosť v YBa2Cu3O6.5. Nature 516, 71–74 (2014).

Fausti, D. a kol. Svetlom indukovaná supravodivosť v prúžkovo usporiadanom kupráte. Science 331, 189–191 (2011).

El-Adawi, MK a Al-Nuaim, IA. Teplotne-funkčná závislosť prchavých organických zlúčenín (VOC) pre solárny článok vo vzťahu k jeho účinnosti – nový prístup. Odsoľovanie 209, 91–96 (2007).

Vernon, SM a Anderson, WA Teplotné vplyvy v kremíkových solárnych článkoch so Schottkyho bariérou. Appl. Phys. Lett. 26, 707 (1975).

Katz, EA, Faiman, D. a Tuladhar, SM. Teplotná závislosť parametrov fotovoltaických zariadení polymér-fullerénových solárnych článkov za prevádzkových podmienok. J. Appl. Phys. 90, 5343–5350 (2002).

Túto prácu podporila Národná nadácia pre prírodné vedy Číny (grant č. 60571063) a Projekty základného výskumu provincie Henan v Číne (grant č. 122300410231).

FY napísal text článku a MYH pripravil keramickú vzorku YBCO. FY a MYH vykonali experiment a analyzovali výsledky. FGC viedol projekt a vedeckú interpretáciu údajov. Všetci autori recenzovali rukopis.

Toto dielo je licencované pod medzinárodnou licenciou Creative Commons Attribution 4.0. Obrázky alebo iný materiál tretích strán v tomto článku sú zahrnuté v licencii Creative Commons k článku, pokiaľ nie je v uvedení zdroja uvedené inak; ak materiál nie je zahrnutý pod licenciou Creative Commons, používatelia budú musieť získať povolenie od držiteľa licencie na reprodukciu materiálu. Ak si chcete pozrieť kópiu tejto licencie, navštívte stránku http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/

Yang, F., Han, M. a Chang, F. Pôvod fotovoltaického efektu v supravodivej keramike YBa2Cu3O6.96. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504

Odoslaním komentára súhlasíte s dodržiavaním našich Podmienok a Pokynov pre komunitu. Ak nájdete niečo urážlivé alebo niečo, čo nie je v súlade s našimi podmienkami alebo pokynmi, nahláste to ako nevhodné.