Хвала вам што сте посетили nature.com. Користите верзију прегледача са ограниченом подршком за CSS. Да бисте постигли најбоље искуство, препоручујемо вам да користите новији прегледач (или да искључите режим компатибилности у Internet Explorer-у). У међувремену, како бисмо осигурали континуирану подршку, приказујемо сајт без стилова и JavaScript-а.
Извештавамо о значајном фотонапонском ефекту у YBa2Cu3O6.96 (YBCO) керамици између 50 и 300 K, индукованом осветљавањем плавим ласером, који је директно повезан са суперпроводљивошћу YBCO и интерфејсом YBCO-метална електрода. Постоји обрнути поларитет за напон отвореног кола Voc и струју кратког споја Isc када YBCO прелази из суперпроводног у отпорно стање. Показујемо да постоји електрични потенцијал преко интерфејса суперпроводник-нормални метал, који обезбеђује силу раздвајања за фотоиндуковане парове електрон-шупљина. Овај потенцијал интерфејса усмерава се од YBCO ка металној електроди када је YBCO суперпроводан и пребацује се у супротан смер када YBCO постане несуперпроводан. Порекло потенцијала се може лако повезати са ефектом близине на интерфејсу метал-суперпроводник када је YBCO суперпроводан, а његова вредност се процењује на ~10–8 mV на 50 K са интензитетом ласера од 502 mW/cm2. Комбинација YBCO материјала p-типа у нормалном стању са Ag-пастом материјала n-типа формира квази-pn спој који је одговоран за фотонапонско понашање YBCO керамике на високим температурама. Наши налази могу отворити пут новим применама фотонско-електронских уређаја и бацити додатно светло на ефекат близине на граници суперпроводник-метал.
Фотоиндуковани напон у високотемпературним суперпроводницима је пријављен почетком 1990-их и од тада је опширно истраживан, али његова природа и механизам остају нејасни1,2,3,4,5. Танки филмови YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8, посебно, интензивно се проучавају у облику фотонапонских (PV) ћелија због свог подесивог енергетског јаза9,10,11,12,13. Међутим, висока отпорност подлоге увек доводи до ниске ефикасности конверзије уређаја и маскира примарна PV својства YBCO8. Овде извештавамо о изванредном фотонапонском ефекту изазваном осветљењем плавим ласером (λ = 450 nm) у YBa2Cu3O6.96 (YBCO) керамици између 50 и 300 K (Tc ~ 90 K). Показујемо да је PV ефекат директно повезан са суперпроводљивошћу YBCO и природом YBCO-металне електродне интерфејса. Постоји обрнути поларитет за напон отвореног кола Voc и струју кратког споја Isc када YBCO прелази из суперпроводне фазе у резистивно стање. Претпоставља се да постоји електрични потенцијал на граници суперпроводник-нормални метал, који обезбеђује силу раздвајања за фотоиндуковане парове електрон-шупљина. Овај потенцијал границе усмерава се од YBCO ка металној електроди када је YBCO суперпроводан и пребацује се у супротан смер када узорак постане несуперпроводан. Порекло потенцијала може бити природно повезано са ефектом близине14,15,16,17 на граници метал-суперпроводник када је YBCO суперпроводан, а његова вредност се процењује на ~10−8 mV на 50 K са интензитетом ласера од 502 mW/cm2. Комбинација p-тип материјала YBCO у нормалном стању са n-тип материјалом Ag-паста формира, највероватније, квази-pn спој који је одговоран за PV понашање YBCO керамике на високим температурама. Наша запажања бацају додатно светло на порекло ПВ ефекта у високотемпературној суперпроводној YBCO керамици и отварају пут за њену примену у оптоелектронским уређајима као што су брзи пасивни детектори светлости итд.
Слика 1а–ц приказује IV карактеристике YBCO керамичког узорка на 50 K. Без осветљења светлом, напон на узорку остаје на нули са променом струје, што се може очекивати од суперпроводног материјала. Очигледан фотонапонски ефекат се јавља када је ласерски зрак усмерен на катоду (Слика 1а): IV криве паралелне са I-осом се померају надоле са повећањем интензитета ласера. Очигледно је да постоји негативан фотоиндуковани напон чак и без икакве струје (често се назива напон отвореног кола Voc). Нулти нагиб IV криве указује да је узорак и даље суперпроводан под ласерским осветљењем.
(a–c) и 300 K (e–g). Вредности V(I) су добијене променом струје од −10 mA до +10 mA у вакууму. Само део експерименталних података је представљен ради јасноће. a, Струјно-напонске карактеристике YBCO мерене ласерском тачком постављеном на катоди (i). Све IV криве су хоризонталне праве линије што указује да је узорак и даље суперпроводљив са ласерским зрачењем. Крива се помера надоле са повећањем интензитета ласера, што указује да постоји негативан потенцијал (Voc) између два напонска водова чак и са нултом струјом. IV криве остају непромењене када је ласер усмерен ка центру узорка на 50 K (b) или 300 K (f). Хоризонтална линија се помера нагоре како је анода осветљена (c). Шематски модел споја метал-суперпроводник на 50 K је приказан у d. Струјно-напонске карактеристике нормалног стања YBCO на 300 K мерене ласерским снопом усмереним ка катоди и аноди дате су у e и g респективно. За разлику од резултата на 50 K, нагиб правих линија који није нула указује да је YBCO у нормалном стању; вредности Voc варирају са интензитетом светлости у супротном смеру, што указује на другачији механизам раздвајања наелектрисања. Могућа структура интерфејса на 300 K је приказана на hj. Права слика узорка са проводницима.
YBCO богат кисеоником у суперпроводном стању може да апсорбује скоро цео спектар сунчеве светлости због свог веома малог енергетског јаза (Eg)9,10, чиме ствара електрон-шупљинске парове (e–h). Да би се произвео напон отвореног кола Voc апсорпцијом фотона, неопходно је просторно раздвојити фотогенерисане eh парове пре него што дође до рекомбинације18. Негативни Voc, у односу на катоду и аноду, као што је приказано на слици 1i, сугерише да постоји електрични потенцијал преко интерфејса метал-суперпроводник, који усмерава електроне ка аноди, а шупљине ка катоди. Ако је то случај, требало би да постоји и потенцијал усмерен од суперпроводника ка металној електроди на аноди. Сходно томе, позитиван Voc би се добио ако је осветљена област узорка близу аноде. Штавише, не би требало да буде фотоиндукованих напона када је ласерска тачка усмерена ка областима далеко од електрода. То је свакако случај, као што се може видети на слици 1b,c!.
Када се светлосна тачка помера од катодне електроде до центра узорка (на удаљености од око 1,25 мм од међуповршина), не може се приметити никаква варијација IV кривих и не може се приметити Voc са повећањем интензитета ласера до максималне доступне вредности (Сл. 1б). Наравно, овај резултат се може приписати ограниченом веку трајања фотоиндукованих носилаца и недостатку силе раздвајања у узорку. Парови електрон-шупљина могу се створити кад год је узорак осветљен, али већина e–h парова ће бити анихилирана и не примећује се фотонапонски ефекат ако ласерска тачка падне на подручја далеко од било које од електрода. Померањем ласерске тачке ка анодним електродама, IV криве паралелне са I-осом померају се нагоре са повећањем интензитета ласера (Сл. 1ц). Слично уграђено електрично поље постоји у споју метал-суперпроводник на аноди. Међутим, метална електрода се овог пута повезује са позитивним изводом тест система. Рупе које производи ласер се гурају ка анодном изводу и стога се примећује позитиван Voc. Резултати представљени овде пружају јаке доказе да заиста постоји потенцијал на граници који показује од суперпроводника ка металној електроди.
Фотонапонски ефекат у YBa2Cu3O6.96 керамици на 300 K је приказан на слици 1e–g. Без осветљења светлошћу, IV крива узорка је права линија која пресеца координатни почетак. Ова права линија се креће нагоре паралелно са оригиналном са повећањем интензитета ласера који зрачи на катодним водовима (слика 1e). Постоје два гранична случаја од интереса за фотонапонски уређај. Стање кратког споја се јавља када је V = 0. Струја се у овом случају назива струјом кратког споја (Isc). Други гранични случај је стање отвореног кола (Voc) које се јавља када је R→∞ или је струја нула. Слика 1e јасно показује да је Voc позитиван и да се повећава са повећањем интензитета светлости, за разлику од резултата добијеног на 50 K; док се примећује да негативни Isc повећава величину са осветљењем светлошћу, што је типично понашање нормалних соларних ћелија.
Слично томе, када је ласерски сноп усмерен ка подручјима далеко од електрода, V(I) крива је независна од интензитета ласера и не појављује се фотонапонски ефекат (Сл. 1ф). Слично мерењу на 50 К, IV криве се померају у супротном смеру како се анодна електрода озрачује (Сл. 1г). Сви ови резултати добијени за овај YBCO-Ag пастни систем на 300 К са ласером озраченим на различитим положајима узорка су у складу са потенцијалом међуповршине супротним од оног примећеног на 50 К.
Већина електрона се кондензује у Куперовим паровима у суперпроводном YBCO испод његове температуре прелаза Tc. Док су у металној електроди, сви електрони остају у сингуларном облику. Постоји велики градијент густине и за сингуларне електроне и за Куперове парове у близини интерфејса метал-суперпроводник. Сингуларни електрони са већинским носиоцима у металном материјалу ће дифундовати у област суперпроводника, док ће Куперови парови са већинским носиоцима у YBCO региону дифундовати у метални регион. Како Куперови парови који носе више наелектрисања и имају већу мобилност од сингуларних електрона дифундују из YBCO у метални регион, позитивно наелектрисани атоми остају, што резултира електричним пољем у области просторног наелектрисања. Правац овог електричног поља је приказан на шематском дијаграму Сл. 1д. Упадно фотонско осветљење близу области просторног наелектрисања може створити eh парове који ће бити раздвојени и изметнути, стварајући фотострују у смеру обрнуте преднапоне. Чим електрони изађу из уграђеног електричног поља, они се кондензују у парове и теку ка другој електроди без отпора. У овом случају, Voc је супротан унапред подешеном поларитету и приказује негативну вредност када ласерски зрак усмери ка подручју око негативне електроде. Из вредности Voc, може се проценити потенцијал на интерфејсу: растојање између два напонска водова d је ~5 × 10−3 m, дебљина интерфејса метал-суперпроводник, di, требало би да буде истог реда величине као и кохерентна дужина YBCO суперпроводника (~1 nm)19,20, узмите вредност Voc = 0,03 mV, потенцијал Vms на интерфејсу метал-суперпроводник је процењен на ~10−11 V на 50 K са интензитетом ласера од 502 mW/cm2, користећи једначину,
Желимо овде да нагласимо да се фотоиндуковани напон не може објаснити фототермалним ефектом. Експериментално је утврђено да је Зеебеков коефицијент суперпроводника YBCO Ss = 021. Зеебеков коефицијент за бакарне жице је у опсегу од SCu = 0,34–1,15 μV/K3. Температура бакарне жице на ласерској тачки може се повећати за мало, за 0,06 K, са максималним интензитетом ласера доступним на 50 K. Ово би могло произвести термоелектрични потенцијал од 6,9 × 10−8 V, што је три реда величине мање од Voc добијеног на слици 1 (а). Очигледно је да је термоелектрични ефекат премали да би се објаснили експериментални резултати. У ствари, варијација температуре услед ласерског зрачења би нестала за мање од једног минута, тако да се допринос термичког ефекта може безбедно занемарити.
Овај фотонапонски ефекат YBCO на собној температури открива да је овде укључен другачији механизам раздвајања наелектрисања. Суперпроводни YBCO у нормалном стању је материјал p-типа са рупама као носиоцима наелектрисања22,23, док метална Ag-паста има карактеристике материјала n-типа. Слично pn спојевима, дифузија електрона у сребрној пасти и рупама у YBCO керамици формираће унутрашње електрично поље усмерено ка YBCO керамици на граници (Сл. 1h). Управо ово унутрашње поље обезбеђује силу раздвајања и доводи до позитивног Voc и негативног Isc за YBCO-Ag пастни систем на собној температури, као што је приказано на Сл. 1e. Алтернативно, Ag-YBCO би могао да формира Шоткијев спој p-типа који такође доводи до потенцијала на граници са истим поларитетом као у моделу представљеном горе24.
Да би се истражио детаљан процес еволуције фотонапонских својстава током суперпроводног прелаза YBCO, измерене су IV криве узорка на 80 K са одабраним интензитетима ласера који осветљавају катодну електроду (Сл. 2). Без ласерског зрачења, напон на узорку се одржава на нули без обзира на струју, што указује на суперпроводно стање узорка на 80 K (Сл. 2а). Слично подацима добијеним на 50 K, IV криве паралелне са I-осом крећу се надоле са повећањем интензитета ласера док се не достигне критична вредност Pc. Изнад овог критичног интензитета ласера (Pc), суперпроводник пролази кроз прелаз из суперпроводне фазе у резистивну фазу; напон почиње да расте са струјом због појаве отпора у суперпроводнику. Као резултат тога, IV крива почиње да се сече са I-осом и V-осом, што у почетку доводи до негативног Voc и позитивног Isc. Сада се чини да је узорак у посебном стању у којем је поларитет Voc и Isc изузетно осетљив на интензитет светлости; Са веома малим повећањем интензитета светлости, Isc се конвертује из позитивне у негативну, а Voc из негативне у позитивну вредност, пролазећи координатни почетак (висока осетљивост фотонапонских својстава, посебно вредност Isc, на светлосно осветљење може се јасније видети на слици 2б). При највећем расположивом интензитету ласера, IV криве треба да буду паралелне једна са другом, што означава нормално стање YBCO узорка.
Центар ласерске тачке је позициониран око катодних електрода (видети сл. 1i). а, IV криве YBCO озраченог различитим интензитетима ласера. б (горе), Зависност интензитета ласера од напона отвореног кола Voc и струје кратког споја Isc. Вредности Isc се не могу добити при ниском интензитету светлости ( < 110 mW/cm2) јер су IV криве паралелне са I-осом када је узорак у суперпроводном стању. б (доле), диференцијални отпор као функција интензитета ласера.
Зависност Voc и Isc од интензитета ласера на 80 K приказана је на слици 2б (горе). Фотонапонска својства могу се разматрати у три региона интензитета светлости. Први регион је између 0 и Pc, у коме је YBCO суперпроводљив, Voc је негативан и опада (апсолутна вредност расте) са интензитетом светлости и достиже минимум на Pc. Други регион је од Pc до другог критичног интензитета P0, у коме Voc расте док Isc опада са повећањем интензитета светлости и оба достижу нулу на P0. Трећи регион је изнад P0 док се не достигне нормално стање YBCO. Иако се и Voc и Isc мењају са интензитетом светлости на исти начин као у региону 2, они имају супротан поларитет изнад критичног интензитета P0. Значај P0 лежи у томе што нема фотонапонског ефекта и механизам раздвајања наелектрисања се квалитативно мења у овој тачки. YBCO узорак постаје несуперпроводљив у овом опсегу интензитета светлости, али нормално стање тек треба да се достигне.
Јасно је да су фотонапонске карактеристике система уско повезане са суперпроводљивошћу YBCO и његовим суперпроводним прелазом. Диференцијални отпор, dV/dI, YBCO је приказан на слици 2б (доле) као функција интензитета ласера. Као што је раније поменуто, уграђени електрични потенцијал у међуповршини услед дифузије Куперових парова иде од суперпроводника ка металу. Слично оном примећеном на 50 K, фотонапонски ефекат се појачава са повећањем интензитета ласера од 0 до Pc. Када интензитет ласера достигне вредност мало изнад Pc, IV крива почиње да се нагиње и отпор узорка почиње да се појављује, али поларитет потенцијала међуповршине се још увек не мења. Ефекат оптичке побуде на суперпроводљивост је испитан у видљивом или блиском инфрацрвеном подручју. Док је основни процес разбијање Куперових парова и уништавање суперпроводљивости25,26, у неким случајевима прелаз суперпроводљивости може бити појачан27,28,29, чак се могу индуковати и нове фазе суперпроводљивости30. Одсуство суперпроводљивости на Pc може се приписати фотоиндукованом прекиду пара. У тачки P0, потенцијал на међуповршини постаје нула, што указује да густина наелектрисања на обе стране међуповршине достиже исти ниво под овим одређеним интензитетом светлосног осветљења. Даље повећање интензитета ласера доводи до уништавања више Куперових парова и YBCO се постепено трансформише назад у материјал p-типа. Уместо дифузије електрона и Куперових парова, карактеристике међуповршине сада одређује дифузија електрона и шупљина, што доводи до обрта поларитета електричног поља у међуповршини и последично позитивног Voc (упоредити сл. 1d,h). При веома високом интензитету ласера, диференцијални отпор YBCO се засићује до вредности која одговара нормалном стању и и Voc и Isc имају тенденцију да се линеарно мењају са интензитетом ласера (сл. 2b). Ово запажање открива да ласерско зрачење на YBCO у нормалном стању више неће мењати своју отпорност и карактеристике међуповршине суперпроводник-метал, већ ће само повећати концентрацију електрон-шупљина парова.
Да би се испитао утицај температуре на фотонапонска својства, систем метал-суперпроводник је озрачен на катоди плавим ласером интензитета 502 mW/cm2. IV криве добијене на одабраним температурама између 50 и 300 K дате су на слици 3а. Напон отвореног кола Voc, струја кратког споја Isc и диференцијални отпор могу се затим добити из ових IV кривих и приказани су на слици 3б. Без осветљења светлошћу, све IV криве измерене на различитим температурама пролазе координатни почетак како се и очекивало (уметање на слици 3а). IV карактеристике се драстично мењају са повећањем температуре када је систем осветљен релативно јаким ласерским зраком (502 mW/cm2). На ниским температурама IV криве су праве линије паралелне I-оси са негативним вредностима Voc. Ова крива се креће навише са повећањем температуре и постепено се претвара у линију са нагибом различитим од нуле на критичној температури Tcp (слика 3а (горе)). Чини се да се све IV карактеристичне криве ротирају око тачке у трећем квадранту. Voc расте од негативне до позитивне вредности, док Isc опада од позитивне до негативне вредности. Изнад почетне температуре суперпроводног прелаза Tc YBCO, IV крива се мења прилично различито са температуром (доле слике 3а). Прво, центар ротације IV кривих се помера у први квадрант. Друго, Voc наставља да опада, а Isc расте са повећањем температуре (горње стране слике 3б). Треће, нагиб IV кривих линеарно расте са температуром, што резултира позитивним температурним коефицијентом отпора за YBCO (доле слике 3б).
Зависност фотонапонских карактеристика од температуре за YBCO-Ag пастни систем под ласерским осветљењем од 502 mW/cm2.
Центар ласерске тачке је позициониран око катодних електрода (видети сл. 1и). а, IV криве добијене од 50 до 90 K (горе) и од 100 до 300 K (доле) са температурним прираштајем од 5 K и 20 K, респективно. Уметак а приказује IV карактеристике на неколико температура у мраку. Све криве пресецају почетну тачку. б, напон отвореног кола Voc и струја кратког споја Isc (горе) и диференцијални отпор, dV/dI, YBCO (доле) као функција температуре. Температура прелаза у суперпроводно стање са нултим отпором Tcp није дата јер је преблизу Tc0.
На слици 3б се могу препознати три критичне температуре: Tcp, изнад које YBCO постаје несуперпроводљив; Tc0, на којој и Voc и Isc постају нула и Tc, почетна температура суперпроводног прелаза YBCO без ласерског зрачења. Испод Tcp ~ 55 K, ласерски озрачени YBCO је у суперпроводном стању са релативно високом концентрацијом Куперових парова. Ефекат ласерског зрачења је смањење температуре суперпроводног прелаза са нултим отпором са 89 K на ~55 K (доле слике 3б) смањењем концентрације Куперових парова, поред стварања фотонапонског напона и струје. Повећање температуре такође разбија Куперове парове, што доводи до нижег потенцијала на међуповршинској површини. Сходно томе, апсолутна вредност Voc ће постати мања, иако се примењује исти интензитет ласерског осветљења. Потенцијал на међуповршинској површини ће постајати све мањи и мањи са даљим повећањем температуре и достиже нулу на Tc0. У овој посебној тачки нема фотонапонског ефекта јер не постоји унутрашње поље које би раздвајало фотоиндуковане електрон-шупљинске парове. До обрта поларитета потенцијала долази изнад ове критичне температуре, јер је густина слободног наелектрисања у Ag пасти већа него у YBCO, што се постепено преноси назад на материјал p-типа. Овде желимо да нагласимо да се обрта поларитета Voc и Isc дешава одмах након прелаза у суперпроводно стање са нултим отпором, без обзира на узрок прелаза. Ово запажање јасно открива, по први пут, корелацију између суперпроводљивости и фотонапонских ефеката повезаних са потенцијалом на граници метал-суперпроводник. Природа овог потенцијала на граници суперпроводник-нормални метал била је фокус истраживања последњих неколико деценија, али још увек постоји много питања на која треба одговорити. Мерење фотонапонског ефекта може се показати као ефикасна метода за истраживање детаља (као што су његова јачина и поларитет итд.) овог важног потенцијала и самим тим осветлити ефекат близине високотемпературне суперпроводљивости.
Даље повећање температуре од Tc0 до Tc доводи до мање концентрације Куперових парова и повећања потенцијала међуповршине, а самим тим и већег Voc. При Tc, концентрација Куперових парова постаје нула, а потенцијал накупљања на међуповршини достиже максимум, што резултира максималним Voc и минималним Isc. Брзо повећање Voc и Isc (апсолутна вредност) у овом температурном опсегу одговара суперпроводном прелазу који се проширује од ΔT ~ 3 K до ~34 K ласерским зрачењем интензитета 502 mW/cm2 (Сл. 3б). У нормалним стањима изнад Tc, напон отвореног кола Voc опада са температуром (врх Сл. 3б), слично линеарном понашању Voc за нормалне соларне ћелије засноване на pn спојевима31,32,33. Иако је брзина промене Voc са температуром (−dVoc/dT), која снажно зависи од интензитета ласера, много мања него код нормалних соларних ћелија, температурни коефицијент Voc за YBCO-Ag спој има исти ред величине као и код соларних ћелија. Струја цурења pn споја за нормалан уређај са соларном ћелијом повећава се са повећањем температуре, што доводи до смањења Voc како температура расте. Линеарне IV криве примећене за овај Ag-суперпроводнички систем, због прво веома малог потенцијала међуповршине, а друго, због уназадне везе два хетероспоја, отежавају одређивање струје цурења. Ипак, чини се веома вероватним да је иста температурна зависност струје цурења одговорна за понашање Voc примећено у нашем експерименту. Према дефиницији, Isc је струја потребна за производњу негативног напона како би се компензовао Voc тако да је укупни напон нула. Како температура расте, Voc постаје мањи тако да је потребно мање струје за производњу негативног напона. Штавише, отпор YBCO се линеарно повећава са температуром изнад Tc (доле слике 3б), што такође доприноси мањој апсолутној вредности Isc на високим температурама.
Треба напоменути да су резултати дати на сликама 2 и 3 добијени ласерским зрачењем подручја око катодних електрода. Мерења су такође поновљена са ласерском тачком постављеном на аноди и примећене су сличне IV карактеристике и фотонапонска својства, осим што је поларитет Voc и Isc у овом случају обрнут. Сви ови подаци доводе до механизма за фотонапонски ефекат, који је уско повезан са интерфејсом суперпроводник-метал.
Укратко, IV карактеристике ласерски озраченог суперпроводног YBCO-Ag пастеног система су мерене као функције температуре и интензитета ласера. Значајан фотонапонски ефекат је примећен у температурном опсегу од 50 до 300 K. Утврђено је да фотонапонска својства снажно корелирају са суперпроводљивошћу YBCO керамике. Обрта поларитета Voc и Isc се јавља одмах након фотоиндукованог прелаза из суперпроводног у несуперпроводно стање. Температурна зависност Voc и Isc мерена при фиксном интензитету ласера такође показује изразиту обртаност поларитета на критичној температури изнад које узорак постаје резистиван. Лоцирањем ласерске тачке на различите делове узорка, показујемо да постоји електрични потенцијал преко међуповршине, који обезбеђује силу раздвајања за фотоиндуковане електрон-шупљинске парове. Овај потенцијал међуповршине усмерава се од YBCO ка металној електроди када је YBCO суперпроводан и пребацује се у супротан смер када узорак постане несуперпроводан. Порекло потенцијала може бити природно повезано са ефектом близине на граници метал-суперпроводник када је YBCO суперпроводљив и процењује се на ~10−8 mV на 50 K са интензитетом ласера од 502 mW/cm2. Контакт p-типа материјала YBCO у нормалном стању са n-типом материјала Ag-пасте формира квази-pn спој који је одговоран за фотонапонско понашање YBCO керамике на високим температурама. Горенаведена запажања бацају светло на PV ефекат у високотемпературној суперпроводљивој YBCO керамици и отварају пут новим применама у оптоелектронским уређајима као што су брзи пасивни детектор светлости и детектор једног фотона.
Експерименти фотонапонског ефекта су изведени на YBCO керамичком узорку дебљине 0,52 мм и правоугаоног облика димензија 8,64 × 2,26 мм2, осветљеном континуираним плавим ласером (λ = 450 nm) са величином ласерске тачке полупречника 1,25 мм. Коришћење расутог узорка уместо танког филма омогућава нам да проучавамо фотонапонска својства суперпроводника без потребе да се бавимо сложеним утицајем подлоге6,7. Штавише, расути материјал може бити погодан због једноставног поступка припреме и релативно ниске цене. Бакарне жице су кохерентне на YBCO узорку са сребрном пастом, формирајући четири кружне електроде пречника око 1 мм. Растојање између две напонске електроде је око 5 мм. IV карактеристике узорка су мерене помоћу вибрационог магнетометра за узорке (VersaLab, Quantum Design) са кварцним кристалним прозором. Стандардна метода са четири жице је коришћена за добијање IV кривих. Релативни положаји електрода и ласерске тачке су приказани на слици 1i.
Како цитирати овај чланак: Јанг, Ф. и др. Порекло фотонапонског ефекта у суперпроводној YBa2Cu3O6.96 керамици. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Чанг, КЛ, Клајнхамес, А., Молтон, ВГ и Тестарди, ЛР Ласерски индуковани напони са забрањеном симетријом у YBa2Cu3O7 . Phys. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).
Квок, ХС, Женг, ЈП и Донг, СЈ Порекло аномалног фотонапонског сигнала у Y-Ba-Cu-O. Phys. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).
Ванг, ЛП, Лин, ЈЛ, Фенг, КР и Ванг, ГВ Мерење ласерски индукованих напона суперпроводног Bi-Sr-Ca-Cu-O. Phys. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).
Тејт, КЛ и др. Прелазни напони индуковани ласером у филмовима YBa2Cu3O7-x на собној температури. J. Appl. Phys. 67, 4375–4376 (1990).
Квок, ХС и Женг, ЈП Аномални фотонапонски одзив у YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).
Мураока, Ј., Мурамацу, Т., Јамаура, Ј. и Хирои, З. Убризгавање фотогенерисаних носача шупљина у YBa2Cu3O7−x у оксидној хетероструктури. Appl. Phys. Lett. 85, 2950–2952 (2004).
Асакура, Д. и др. Студија фотоемисије танких филмова YBa2Cu3Oy под светлосним осветљењем. Phys. Rev. Lett. 93, 247006 (2004).
Јанг, Ф. и др. Фотонапонски ефекат хетероспоја YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb жарења при различитим парцијалним притисцима кисеоника. Mater. Lett. 130, 51–53 (2014).
Аминов, Б.А. и др. Структура са две празнине у монокристалима Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. J. Supercond. 7, 361–365 (1994).
Кабанов, ВВ, Демсар, Ј., Подобник, Б. и Михаиловић, Д. Динамика релаксације квазичестица у суперпроводницима са различитим структурама празнине: Теорија и експерименти на YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).
Сун, ЈР, Сјонг, ЦМ, Жанг, ЈЗ и Шен, БГ Исправљајућа својства хетероспоја YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb. Appl. Phys. Lett. 87, 222501 (2005).
Камарас, К., Портер, К.Д., Дос, М.Г., Хер, С.Л. и Танер, Д.Б. Екситонска апсорпција и суперпроводљивост у YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. Lett. 59, 919–922 (1987).
Ју, Г., Хигер, АЈ и Стаки, Г. Прелазне фотоиндуковане проводљивости у полупроводничким монокристалима YBa2Cu3O6.3: потрага за фотоиндукованим металним стањем и за фотоиндукованом суперпроводљивошћу. Solid State Commun. 72, 345–349 (1989).
Макмилан, ВЛ Тунелски модел ефекта близине суперпроводника. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).
Герон, С. и др. Ефекат суперпроводне близине испитан на мезоскопској скали дужине. Phys. Rev. Lett. 77, 3025–3028 (1996).
Анунцијата, Г. и Манске, Д. Ефекат близине код нецентросиметричних суперпроводника. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM et al. Јак ефекат суперпроводне близине у Pb-Bi2Te3 хибридним структурама. Sci. Rep. 2, 339 (2012).
Чепин, Д.М., Фулер, К.С. и Пирсон, Г.Л. Нова силицијумска фотоћелија са pn спојем за претварање сунчевог зрачења у електричну енергију. J. App. Phys. 25, 676–677 (1954).
Томимото, К. Утицај нечистоћа на дужину суперпроводне кохеренције у монокристалима YBa2Cu3O6.9 допираним Zn или Ni. Phys. Rev. B 60, 114–117 (1999).
Андо, Ј. и Сегава, К. Магнетоотпорност монокристала YBa2Cu3Oy без двојника у широком опсегу допирања: аномална зависност кохерентне дужине од допирања шупљинама. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).
Обертели, С.Д. и Купер, Ј.Р. Систематика термоелектричне снаге оксида са високом температуром. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).
Сугаи, С. и др. Померање импулса кохерентног врха и LO фононског мода зависно од густине носиоца у p-типским суперпроводницима са високом температуром температуре. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).
Ноџима, Т. и др. Редукција рупа и акумулација електрона у танким филмовима YBa2Cu3Oy коришћењем електрохемијске технике: Докази за метално стање n-типа. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).
Тунг, РТ Физика и хемија висине Шоткијеве баријере. Appl. Phys. Lett. 1, 011304 (2014).
Саи-Халас, ГА, Чи, ЦЦ, Денештајн, А. и Лангенберг, ДН Ефекти динамичког спољашњег прекида парова у суперпроводним филмовима. Phys. Rev. Lett. 33, 215–219 (1974).
Ниева, Г. и др. Фотоиндуковано појачање суперпроводљивости. Appl. Phys. Lett. 60, 2159–2161 (1992).
Кудинов, ВИ и др. Перзистентна фотопроводљивост у YBa2Cu3O6+x филмовима као метода фотодопирања ка металним и суперпроводним фазама. Phys. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).
Манковски, Р. и др. Нелинеарна динамика решетке као основа за побољшану суперпроводљивост у YBa2Cu3O6.5. Nature 516, 71–74 (2014).
Фаусти, Д. и др. Суперпроводљивост индукована светлошћу у купрату уређеном по пругама. Science 331, 189–191 (2011).
Ел-Адави, МК и Ал-Нуаим, ИА. Функционална зависност испарљивих органских једињења од температуре за соларну ћелију у односу на њену ефикасност, нови приступ. Десалинација 209, 91–96 (2007).
Вернон, С.М. и Андерсон, В.А. Температурни ефекти у силицијумским соларним ћелијама са Шоткијевом баријером. Appl. Phys. Lett. 26, 707 (1975).
Кац, ЕА, Фајман, Д. и Туладхар, СМ. Зависност од температуре параметара фотонапонских уређаја полимер-фулеренских соларних ћелија у радним условима. J. Appl. Phys. 90, 5343–5350 (2002).
Овај рад је подржан од стране Националне фондације за природне науке Кине (грант бр. 60571063), Фундаменталних истраживачких пројеката провинције Хенан, Кина (грант бр. 122300410231).
FY је написао текст рада, а MYH је припремио YBCO керамички узорак. FY и MYH су извели експеримент и анализирали резултате. FGC је водио пројекат и научну интерпретацију података. Сви аутори су прегледали рукопис.
Ово дело је лиценцирано под Creative Commons Attribution 4.0 International лиценцом. Слике или други материјал треће стране у овом чланку су укључени у Creative Commons лиценцу чланка, осим ако није другачије назначено у навођењу ауторства; ако материјал није укључен под Creative Commons лиценцу, корисници ће морати да добију дозволу од носиоца лиценце да би репродуковали материјал. Да бисте видели копију ове лиценце, посетите http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
Јанг, Ф., Хан, М. и Чанг, Ф. Порекло фотонапонског ефекта у суперпроводној YBa2Cu3O6.96 керамици. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
Слањем коментара пристајете да поштујете наше Услове коришћења и Смернице заједнице. Ако пронађете нешто увредљиво или што није у складу са нашим условима или смерницама, молимо вас да то означите као неприкладно.
Време објаве: 22. април 2020.