Cảm ơn bạn đã truy cập nature.com. Trình duyệt bạn đang sử dụng có hỗ trợ CSS hạn chế. Để có trải nghiệm tốt nhất, chúng tôi khuyên bạn nên sử dụng trình duyệt phiên bản mới hơn (hoặc tắt chế độ tương thích trong Internet Explorer). Trong thời gian chờ đợi, để đảm bảo hỗ trợ liên tục, chúng tôi đang hiển thị trang web mà không có kiểu dáng và JavaScript.
Chúng tôi báo cáo về hiệu ứng quang điện đáng chú ý trong gốm YBa2Cu3O6.96 (YBCO) ở nhiệt độ từ 50 đến 300 K được tạo ra bởi chiếu xạ laser xanh lam, có liên quan trực tiếp đến tính siêu dẫn của YBCO và giao diện điện cực kim loại-YBCO. Có sự đảo ngược cực tính đối với điện áp mạch hở Voc và dòng điện ngắn mạch Isc khi YBCO chuyển từ trạng thái siêu dẫn sang trạng thái điện trở. Chúng tôi chỉ ra rằng tồn tại một điện thế xuyên qua giao diện siêu dẫn-kim loại thông thường, cung cấp lực tách cho các cặp electron-lỗ trống do quang kích thích. Điện thế giao diện này hướng từ YBCO đến điện cực kim loại khi YBCO ở trạng thái siêu dẫn và chuyển sang hướng ngược lại khi YBCO trở thành không siêu dẫn. Nguồn gốc của điện thế này có thể dễ dàng liên quan đến hiệu ứng lân cận tại giao diện kim loại-siêu dẫn khi YBCO ở trạng thái siêu dẫn và giá trị của nó được ước tính là ~10–8 mV ở 50 K với cường độ laser là 502 mW/cm2. Sự kết hợp giữa vật liệu bán dẫn loại p YBCO ở trạng thái bình thường với vật liệu bán dẫn loại n là Ag-paste tạo thành một mối nối quasi-pn, chịu trách nhiệm cho tính chất quang điện của gốm YBCO ở nhiệt độ cao. Phát hiện của chúng tôi có thể mở đường cho các ứng dụng mới của thiết bị quang điện tử và làm sáng tỏ hơn về hiệu ứng lân cận tại giao diện siêu dẫn-kim loại.
Hiện tượng điện áp cảm ứng quang trong các siêu dẫn nhiệt độ cao đã được báo cáo vào đầu những năm 1990 và được nghiên cứu rộng rãi kể từ đó, tuy nhiên bản chất và cơ chế của nó vẫn chưa được làm rõ1,2,3,4,5. Đặc biệt, màng mỏng YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8 được nghiên cứu chuyên sâu dưới dạng tế bào quang điện (PV) do khe năng lượng có thể điều chỉnh được9,10,11,12,13. Tuy nhiên, điện trở cao của chất nền luôn dẫn đến hiệu suất chuyển đổi thấp của thiết bị và che khuất các đặc tính PV chính của YBCO8. Ở đây, chúng tôi báo cáo hiệu ứng quang điện đáng chú ý được tạo ra bởi sự chiếu sáng bằng laser xanh lam (λ = 450 nm) trong gốm YBa2Cu3O6.96 (YBCO) ở nhiệt độ từ 50 đến 300 K (Tc ~ 90 K). Chúng tôi chỉ ra rằng hiệu ứng PV có liên quan trực tiếp đến tính siêu dẫn của YBCO và bản chất của giao diện điện cực kim loại-YBCO. Có sự đảo cực đối với điện áp mạch hở Voc và dòng điện ngắn mạch Isc khi YBCO chuyển từ pha siêu dẫn sang trạng thái điện trở. Người ta cho rằng tồn tại một điện thế giữa giao diện siêu dẫn-kim loại bình thường, tạo ra lực tách cho các cặp electron-lỗ trống do quang kích thích. Điện thế giao diện này hướng từ YBCO đến điện cực kim loại khi YBCO ở trạng thái siêu dẫn và chuyển sang hướng ngược lại khi mẫu trở thành không siêu dẫn. Nguồn gốc của điện thế này có thể liên quan đến hiệu ứng lân cận14,15,16,17 tại giao diện kim loại-siêu dẫn khi YBCO ở trạng thái siêu dẫn và giá trị của nó được ước tính là ~10−8 mV ở 50 K với cường độ laser là 502 mW/cm2. Sự kết hợp giữa vật liệu loại p YBCO ở trạng thái bình thường với vật liệu loại n Ag-paste rất có thể tạo thành một mối nối quasi-pn, chịu trách nhiệm cho hành vi quang điện của gốm YBCO ở nhiệt độ cao. Những quan sát của chúng tôi làm sáng tỏ thêm về nguồn gốc của hiệu ứng PV trong gốm siêu dẫn nhiệt độ cao YBCO và mở đường cho việc ứng dụng nó trong các thiết bị quang điện tử như bộ dò ánh sáng thụ động tốc độ cao, v.v.
Hình 1a–c thể hiện đặc tuyến IV của mẫu gốm YBCO ở 50 K. Khi không có chiếu sáng, điện áp trên mẫu vẫn bằng 0 khi dòng điện thay đổi, đúng như dự đoán đối với vật liệu siêu dẫn. Hiệu ứng quang điện rõ rệt xuất hiện khi chiếu tia laser vào cực âm (Hình 1a): đường cong IV song song với trục I dịch chuyển xuống dưới khi cường độ laser tăng. Rõ ràng là có điện áp âm do quang điện gây ra ngay cả khi không có dòng điện (thường được gọi là điện áp mạch hở Voc). Độ dốc bằng 0 của đường cong IV cho thấy mẫu vẫn ở trạng thái siêu dẫn dưới tác động của tia laser.
(a–c) và 300 K (e–g). Các giá trị của V(I) được thu được bằng cách quét dòng điện từ −10 mA đến +10 mA trong chân không. Chỉ một phần dữ liệu thực nghiệm được trình bày để dễ hiểu hơn. a, Đặc tuyến dòng điện-điện áp của YBCO được đo với điểm laser đặt tại cực âm (i). Tất cả các đường cong IV đều là các đường thẳng nằm ngang cho thấy mẫu vẫn ở trạng thái siêu dẫn khi chiếu xạ laser. Đường cong dịch chuyển xuống khi cường độ laser tăng, cho thấy tồn tại điện thế âm (Voc) giữa hai đầu dây điện áp ngay cả khi dòng điện bằng không. Các đường cong IV vẫn không thay đổi khi laser được chiếu vào tâm của mẫu ở 50 K (b) hoặc 300 K (f). Đường thẳng nằm ngang dịch chuyển lên khi cực dương được chiếu sáng (c). Mô hình sơ đồ của mối nối kim loại-siêu dẫn ở 50 K được thể hiện trong d. Đặc tuyến dòng điện-điện áp của YBCO ở trạng thái bình thường ở 300 K được đo với chùm tia laser chiếu vào cực âm và cực dương được thể hiện lần lượt trong e và g. Ngược lại với kết quả ở 50 K, độ dốc khác không của các đường thẳng cho thấy YBCO đang ở trạng thái bình thường; giá trị Voc thay đổi theo cường độ ánh sáng theo hướng ngược lại, cho thấy cơ chế tách điện tích khác nhau. Cấu trúc giao diện khả thi ở 300 K được mô tả trong hình hj. Hình ảnh thực tế của mẫu có dây dẫn.
Vật liệu YBCO giàu oxy ở trạng thái siêu dẫn có thể hấp thụ gần như toàn bộ quang phổ ánh sáng mặt trời do khe năng lượng rất nhỏ (Eg)9,10, từ đó tạo ra các cặp electron-lỗ trống (e-h). Để tạo ra điện áp mạch hở Voc bằng cách hấp thụ photon, cần phải tách biệt các cặp eh được tạo ra bởi ánh sáng trước khi xảy ra sự tái kết hợp18. Điện áp Voc âm, so với cực âm và cực dương như được chỉ ra trong Hình 1i, cho thấy tồn tại một điện thế giữa giao diện kim loại-siêu dẫn, đẩy các electron về phía cực dương và các lỗ trống về phía cực âm. Nếu đúng như vậy, cũng phải có một điện thế hướng từ chất siêu dẫn đến điện cực kim loại ở cực dương. Do đó, sẽ thu được Voc dương nếu vùng mẫu gần cực dương được chiếu sáng. Hơn nữa, không nên có điện áp do ánh sáng gây ra khi điểm laser được chiếu vào các vùng cách xa điện cực. Điều này chắc chắn đúng như có thể thấy từ Hình 1b,c!.
Khi điểm sáng di chuyển từ điện cực catốt đến tâm của mẫu (cách các giao diện khoảng 1,25 mm), không quan sát thấy sự thay đổi nào của đường cong IV và không có Voc nào khi tăng cường độ laser đến giá trị tối đa (Hình 1b). Kết quả này có thể được giải thích là do thời gian sống hạn chế của các hạt tải điện do quang kích thích và sự thiếu lực tách trong mẫu. Các cặp electron-lỗ trống có thể được tạo ra bất cứ khi nào mẫu được chiếu sáng, nhưng hầu hết các cặp e-h sẽ bị triệt tiêu và không quan sát thấy hiệu ứng quang điện nếu điểm laser chiếu vào các vùng cách xa bất kỳ điện cực nào. Khi di chuyển điểm laser đến các điện cực anot, đường cong IV song song với trục I di chuyển lên trên khi cường độ laser tăng (Hình 1c). Điện trường nội tại tương tự tồn tại trong mối nối kim loại-siêu dẫn ở anot. Tuy nhiên, lần này điện cực kim loại được kết nối với cực dương của hệ thống thử nghiệm. Các lỗ trống do laser tạo ra được đẩy về phía cực dương và do đó quan sát thấy Voc dương. Các kết quả trình bày ở đây cung cấp bằng chứng mạnh mẽ cho thấy thực sự tồn tại một điện thế giao diện hướng từ chất siêu dẫn đến điện cực kim loại.
Hiệu ứng quang điện trong gốm YBa2Cu3O6.96 ở 300 K được thể hiện trong Hình 1e–g. Khi không có chiếu sáng, đường cong IV của mẫu là một đường thẳng đi qua gốc tọa độ. Đường thẳng này di chuyển lên trên song song với đường thẳng ban đầu khi cường độ laser chiếu vào các cực âm tăng lên (Hình 1e). Có hai trường hợp giới hạn cần quan tâm đối với một thiết bị quang điện. Điều kiện ngắn mạch xảy ra khi V = 0. Dòng điện trong trường hợp này được gọi là dòng điện ngắn mạch (Isc). Trường hợp giới hạn thứ hai là điều kiện hở mạch (Voc) xảy ra khi R→∞ hoặc dòng điện bằng không. Hình 1e cho thấy rõ ràng rằng Voc dương và tăng lên khi cường độ ánh sáng tăng, trái ngược với kết quả thu được ở 50 K; trong khi đó, Isc âm được quan sát thấy tăng về độ lớn khi có chiếu sáng, một hành vi điển hình của các pin mặt trời thông thường.
Tương tự, khi chùm tia laser chiếu vào các vùng cách xa điện cực, đường cong V(I) không phụ thuộc vào cường độ laser và không xuất hiện hiệu ứng quang điện (Hình 1f). Tương tự như phép đo ở 50 K, các đường cong IV dịch chuyển theo hướng ngược lại khi điện cực anot bị chiếu xạ (Hình 1g). Tất cả các kết quả thu được đối với hệ thống keo YBCO-Ag này ở 300 K với laser chiếu xạ ở các vị trí khác nhau của mẫu đều phù hợp với điện thế giao diện ngược với điện thế quan sát được ở 50 K.
Hầu hết các electron ngưng tụ thành các cặp Cooper trong chất siêu dẫn YBCO dưới nhiệt độ chuyển tiếp Tc của nó. Trong khi đó, ở điện cực kim loại, tất cả các electron vẫn ở dạng đơn lẻ. Có một gradient mật độ lớn đối với cả electron đơn lẻ và các cặp Cooper ở vùng lân cận giao diện kim loại-siêu dẫn. Các electron đơn lẻ mang điện tích chủ yếu trong vật liệu kim loại sẽ khuếch tán vào vùng siêu dẫn, trong khi các cặp Cooper mang điện tích chủ yếu trong vùng YBCO sẽ khuếch tán vào vùng kim loại. Khi các cặp Cooper mang nhiều điện tích hơn và có độ linh động lớn hơn so với các electron đơn lẻ khuếch tán từ YBCO vào vùng kim loại, các nguyên tử mang điện tích dương sẽ bị bỏ lại, dẫn đến sự hình thành điện trường trong vùng điện tích không gian. Hướng của điện trường này được thể hiện trong sơ đồ hình 1d. Chiếu xạ photon tới gần vùng điện tích không gian có thể tạo ra các cặp electron-positron, sau đó chúng sẽ bị tách ra và quét đi, tạo ra dòng quang điện theo hướng phân cực ngược. Ngay khi các electron thoát ra khỏi điện trường tích tụ, chúng sẽ ngưng tụ thành các cặp và chảy đến điện cực kia mà không gặp điện trở. Trong trường hợp này, Voc ngược với cực tính đã được thiết lập trước và hiển thị giá trị âm khi chùm tia laser chiếu vào khu vực xung quanh điện cực âm. Từ giá trị của Voc, có thể ước tính điện thế giữa hai đầu dây dẫn điện áp d là ~5 × 10−3 m, độ dày của giao diện kim loại-siêu dẫn, di, phải có cùng bậc độ lớn với chiều dài liên kết của siêu dẫn YBCO (~1 nm)19,20, lấy giá trị của Voc = 0,03 mV, điện thế Vms tại giao diện kim loại-siêu dẫn được ước tính là ~10−11 V ở 50 K với cường độ laser là 502 mW/cm2, sử dụng phương trình,
Chúng tôi muốn nhấn mạnh ở đây rằng điện áp cảm ứng quang không thể được giải thích bằng hiệu ứng quang nhiệt. Thực nghiệm đã chứng minh hệ số Seebeck của chất siêu dẫn YBCO là Ss = 0,21. Hệ số Seebeck của dây dẫn đồng nằm trong khoảng SCu = 0,34–1,15 μV/K3. Nhiệt độ của dây đồng tại điểm chiếu laser có thể tăng lên một lượng nhỏ 0,06 K với cường độ laser tối đa đạt được ở 50 K. Điều này có thể tạo ra điện thế nhiệt điện là 6,9 × 10−8 V, nhỏ hơn ba bậc độ lớn so với Voc thu được trong Hình 1 (a). Rõ ràng là hiệu ứng nhiệt điện quá nhỏ để giải thích các kết quả thực nghiệm. Trên thực tế, sự thay đổi nhiệt độ do chiếu xạ laser sẽ biến mất trong vòng chưa đầy một phút, do đó có thể bỏ qua đóng góp từ hiệu ứng nhiệt một cách an toàn.
Hiệu ứng quang điện của YBCO ở nhiệt độ phòng cho thấy một cơ chế tách điện tích khác đang được sử dụng ở đây. YBCO siêu dẫn ở trạng thái bình thường là vật liệu loại p với các lỗ trống là chất mang điện tích22,23, trong khi keo bạc kim loại có đặc tính của vật liệu loại n. Tương tự như các mối nối pn, sự khuếch tán của electron trong keo bạc và lỗ trống trong gốm YBCO sẽ tạo thành một điện trường nội bộ hướng về phía gốm YBCO tại giao diện (Hình 1h). Chính điện trường nội bộ này tạo ra lực tách và dẫn đến Voc dương và Isc âm cho hệ thống YBCO-keo bạc ở nhiệt độ phòng, như thể hiện trong Hình 1e. Ngoài ra, Ag-YBCO có thể tạo thành một mối nối Schottky loại p, cũng dẫn đến điện thế giao diện có cùng cực tính như trong mô hình đã trình bày ở trên24.
Để nghiên cứu chi tiết quá trình tiến hóa của các tính chất quang điện trong quá trình chuyển tiếp siêu dẫn của YBCO, đường cong IV của mẫu ở 80 K đã được đo với các cường độ laser được chọn chiếu vào điện cực catốt (Hình 2). Khi không có chiếu xạ laser, điện áp trên mẫu giữ ở mức 0 bất kể dòng điện, cho thấy trạng thái siêu dẫn của mẫu ở 80 K (Hình 2a). Tương tự như dữ liệu thu được ở 50 K, đường cong IV song song với trục I dịch chuyển xuống dưới khi cường độ laser tăng cho đến khi đạt đến giá trị tới hạn Pc. Trên cường độ laser tới hạn này (Pc), chất siêu dẫn trải qua quá trình chuyển tiếp từ pha siêu dẫn sang pha điện trở; điện áp bắt đầu tăng theo dòng điện do sự xuất hiện của điện trở trong chất siêu dẫn. Kết quả là, đường cong IV bắt đầu giao nhau với trục I và trục V dẫn đến Voc âm và Isc dương lúc đầu. Lúc này, mẫu dường như đang ở trong một trạng thái đặc biệt, trong đó cực tính của Voc và Isc cực kỳ nhạy cảm với cường độ ánh sáng; Với sự gia tăng rất nhỏ về cường độ ánh sáng, Isc chuyển từ giá trị dương sang âm và Voc chuyển từ giá trị âm sang dương, đi qua gốc tọa độ (độ nhạy cao của các đặc tính quang điện, đặc biệt là giá trị của Isc, đối với sự chiếu sáng có thể được thấy rõ hơn trong Hình 2b). Ở cường độ laser cao nhất có thể, các đường cong IV có xu hướng song song với nhau, biểu thị trạng thái bình thường của mẫu YBCO.
Tâm điểm của tia laser được đặt xung quanh các điện cực catốt (xem Hình 1i). a, Đường cong IV của YBCO được chiếu xạ với các cường độ laser khác nhau. b (trên), Sự phụ thuộc của điện áp mạch hở Voc và dòng điện ngắn mạch Isc vào cường độ laser. Không thể thu được giá trị Isc ở cường độ ánh sáng thấp (< 110 mW/cm2) vì các đường cong IV song song với trục I khi mẫu ở trạng thái siêu dẫn. b (dưới), Điện trở vi phân là hàm của cường độ laser.
Hình 2b (trên) thể hiện sự phụ thuộc của Voc và Isc vào cường độ laser ở 80 K. Các đặc tính quang điện có thể được thảo luận trong ba vùng cường độ ánh sáng. Vùng đầu tiên nằm giữa 0 và Pc, trong đó YBCO ở trạng thái siêu dẫn, Voc âm và giảm (giá trị tuyệt đối tăng) theo cường độ ánh sáng và đạt giá trị cực tiểu tại Pc. Vùng thứ hai là từ Pc đến một cường độ tới hạn khác P0, trong đó Voc tăng trong khi Isc giảm khi cường độ ánh sáng tăng và cả hai đều đạt giá trị bằng không tại P0. Vùng thứ ba là trên P0 cho đến khi đạt trạng thái bình thường của YBCO. Mặc dù cả Voc và Isc đều thay đổi theo cường độ ánh sáng theo cùng một cách như trong vùng 2, nhưng chúng có cực tính ngược nhau trên cường độ tới hạn P0. Ý nghĩa của P0 nằm ở chỗ không có hiệu ứng quang điện và cơ chế tách điện tích thay đổi về mặt định tính tại điểm cụ thể này. Mẫu YBCO trở nên không siêu dẫn trong phạm vi cường độ ánh sáng này nhưng trạng thái bình thường vẫn chưa đạt được.
Rõ ràng, đặc tính quang điện của hệ thống có liên quan chặt chẽ đến tính siêu dẫn của YBCO và quá trình chuyển tiếp siêu dẫn của nó. Điện trở vi sai, dV/dI, của YBCO được thể hiện trong Hình 2b (dưới) như một hàm của cường độ laser. Như đã đề cập trước đó, điện thế tích tụ tại giao diện do sự khuếch tán cặp Cooper chuyển từ chất siêu dẫn sang kim loại. Tương tự như quan sát được ở 50 K, hiệu ứng quang điện được tăng cường khi cường độ laser tăng từ 0 đến Pc. Khi cường độ laser đạt đến giá trị hơi cao hơn Pc, đường cong IV bắt đầu nghiêng và điện trở của mẫu bắt đầu xuất hiện, nhưng cực tính của điện thế giao diện vẫn chưa thay đổi. Ảnh hưởng của kích thích quang học lên tính siêu dẫn đã được nghiên cứu trong vùng nhìn thấy hoặc cận hồng ngoại. Trong khi quá trình cơ bản là phá vỡ các cặp Cooper và phá hủy tính siêu dẫn25,26, trong một số trường hợp, quá trình chuyển tiếp siêu dẫn có thể được tăng cường27,28,29, thậm chí có thể tạo ra các pha siêu dẫn mới30. Sự vắng mặt của tính siêu dẫn tại Pc có thể được giải thích là do sự phá vỡ cặp electron-lỗ trống do ánh sáng gây ra. Tại điểm P0, điện thế giữa hai phía của giao diện trở thành 0, cho thấy mật độ điện tích ở cả hai phía của giao diện đạt đến cùng mức dưới cường độ chiếu sáng cụ thể này. Việc tăng thêm cường độ laser dẫn đến việc phá hủy nhiều cặp Cooper hơn và YBCO dần dần được chuyển đổi trở lại thành vật liệu loại p. Thay vì sự khuếch tán của electron và cặp Cooper, đặc điểm của giao diện lúc này được xác định bởi sự khuếch tán của electron và lỗ trống, dẫn đến sự đảo ngược cực tính của trường điện tại giao diện và do đó tạo ra Voc dương (so sánh Hình 1d,h). Ở cường độ laser rất cao, điện trở vi sai của YBCO bão hòa đến một giá trị tương ứng với trạng thái bình thường và cả Voc và Isc đều có xu hướng thay đổi tuyến tính với cường độ laser (Hình 2b). Quan sát này cho thấy rằng việc chiếu xạ laser lên YBCO ở trạng thái bình thường sẽ không còn làm thay đổi điện trở suất và đặc điểm của giao diện siêu dẫn-kim loại mà chỉ làm tăng nồng độ các cặp electron-lỗ trống.
Để nghiên cứu ảnh hưởng của nhiệt độ đến các đặc tính quang điện, hệ thống kim loại-siêu dẫn được chiếu xạ tại cực âm bằng laser xanh có cường độ 502 mW/cm2. Các đường cong IV thu được ở các nhiệt độ được chọn từ 50 đến 300 K được thể hiện trong Hình 3a. Điện áp mạch hở Voc, dòng điện ngắn mạch Isc và điện trở vi sai sau đó có thể được tính toán từ các đường cong IV này và được thể hiện trong Hình 3b. Khi không có chiếu sáng, tất cả các đường cong IV đo được ở các nhiệt độ khác nhau đều đi qua gốc tọa độ như dự kiến (hình nhỏ trong Hình 3a). Đặc tính IV thay đổi mạnh mẽ khi nhiệt độ tăng lên khi hệ thống được chiếu sáng bằng chùm tia laser tương đối mạnh (502 mW/cm2). Ở nhiệt độ thấp, các đường cong IV là các đường thẳng song song với trục I với giá trị âm của Voc. Đường cong này di chuyển lên trên khi nhiệt độ tăng và dần dần chuyển thành một đường thẳng có độ dốc khác không ở nhiệt độ tới hạn Tcp (Hình 3a (trên)). Có vẻ như tất cả các đường cong đặc tính IV đều quay quanh một điểm trong góc phần tư thứ ba. Điện áp mạch hở (Voc) tăng từ giá trị âm lên giá trị dương trong khi dòng ngắn mạch (Isc) giảm từ giá trị dương xuống giá trị âm. Trên nhiệt độ chuyển tiếp siêu dẫn ban đầu Tc của YBCO, đường cong IV thay đổi khá khác biệt theo nhiệt độ (phần dưới của Hình 3a). Thứ nhất, tâm quay của các đường cong IV dịch chuyển đến góc phần tư thứ nhất. Thứ hai, Voc tiếp tục giảm và Isc tăng khi nhiệt độ tăng (phần trên của Hình 3b). Thứ ba, độ dốc của các đường cong IV tăng tuyến tính với nhiệt độ, dẫn đến hệ số nhiệt độ của điện trở dương đối với YBCO (phần dưới của Hình 3b).
Sự phụ thuộc nhiệt độ của các đặc tính quang điện đối với hệ thống keo YBCO-Ag dưới ánh sáng laser 502 mW/cm2.
Tâm điểm của tia laser được đặt xung quanh các điện cực catốt (xem Hình 1i). a, Đường cong IV thu được từ 50 đến 90 K (trên) và từ 100 đến 300 K (dưới) với mức tăng nhiệt độ lần lượt là 5 K và 20 K. Hình chèn a cho thấy đặc tính IV ở một số nhiệt độ trong điều kiện tối. Tất cả các đường cong đều đi qua điểm gốc. b, Điện áp mạch hở Voc và dòng điện ngắn mạch Isc (trên) và điện trở vi sai, dV/dI, của YBCO (dưới) theo hàm nhiệt độ. Nhiệt độ chuyển tiếp siêu dẫn có điện trở bằng không Tcp không được đưa ra vì nó quá gần với Tc0.
Từ Hình 3b, có thể nhận thấy ba nhiệt độ tới hạn: Tcp, trên đó YBCO trở nên không siêu dẫn; Tc0, tại đó cả Voc và Isc đều bằng 0 và Tc, nhiệt độ chuyển tiếp siêu dẫn ban đầu của YBCO khi không chiếu xạ laser. Dưới Tcp ~ 55 K, YBCO được chiếu xạ laser ở trạng thái siêu dẫn với nồng độ cặp Cooper tương đối cao. Tác dụng của chiếu xạ laser là làm giảm nhiệt độ chuyển tiếp siêu dẫn có điện trở bằng 0 từ 89 K xuống ~55 K (phần dưới của Hình 3b) bằng cách giảm nồng độ cặp Cooper, đồng thời tạo ra điện áp và dòng điện quang điện. Tăng nhiệt độ cũng làm phá vỡ các cặp Cooper dẫn đến điện thế thấp hơn ở giao diện. Do đó, giá trị tuyệt đối của Voc sẽ trở nên nhỏ hơn, mặc dù cường độ chiếu xạ laser vẫn như cũ. Điện thế giao diện sẽ ngày càng nhỏ hơn khi nhiệt độ tiếp tục tăng và đạt đến 0 ở Tc0. Không có hiệu ứng quang điện tại điểm đặc biệt này vì không có trường nội tại để tách các cặp electron-lỗ trống do quang kích thích. Sự đảo cực của điện thế xảy ra trên nhiệt độ tới hạn này khi mật độ điện tích tự do trong keo bạc lớn hơn mật độ điện tích trong YBCO, điều này dần dần dẫn đến việc YBCO trở lại vật liệu loại p. Ở đây, chúng tôi muốn nhấn mạnh rằng sự đảo cực của Voc và Isc xảy ra ngay sau quá trình chuyển tiếp siêu dẫn có điện trở bằng không, bất kể nguyên nhân của quá trình chuyển tiếp là gì. Quan sát này lần đầu tiên cho thấy rõ mối tương quan giữa tính siêu dẫn và hiệu ứng quang điện liên quan đến điện thế giao diện kim loại-siêu dẫn. Bản chất của điện thế này trên giao diện siêu dẫn-kim loại thông thường đã là trọng tâm nghiên cứu trong vài thập kỷ qua, nhưng vẫn còn nhiều câu hỏi cần được giải đáp. Việc đo lường hiệu ứng quang điện có thể là một phương pháp hiệu quả để khám phá chi tiết (như cường độ và cực tính, v.v.) của điện thế quan trọng này và do đó làm sáng tỏ hiệu ứng lân cận siêu dẫn ở nhiệt độ cao.
Việc tăng nhiệt độ từ Tc0 đến Tc dẫn đến nồng độ cặp Cooper thấp hơn và điện thế giao diện tăng lên, do đó Voc lớn hơn. Tại Tc, nồng độ cặp Cooper trở thành 0 và điện thế tích lũy tại giao diện đạt cực đại, dẫn đến Voc cực đại và Isc cực tiểu. Sự gia tăng nhanh chóng của Voc và Isc (giá trị tuyệt đối) trong phạm vi nhiệt độ này tương ứng với quá trình chuyển tiếp siêu dẫn, được mở rộng từ ΔT ~ 3 K đến ~34 K bằng cách chiếu xạ laser có cường độ 502 mW/cm2 (Hình 3b). Trong trạng thái bình thường trên Tc, điện áp mạch hở Voc giảm theo nhiệt độ (phần trên của Hình 3b), tương tự như hành vi tuyến tính của Voc đối với các pin mặt trời thông thường dựa trên các mối nối pn31,32,33. Mặc dù tốc độ thay đổi của Voc theo nhiệt độ (−dVoc/dT), phụ thuộc mạnh vào cường độ laser, nhỏ hơn nhiều so với các pin mặt trời thông thường, hệ số nhiệt độ của Voc đối với mối nối YBCO-Ag có cùng bậc độ lớn với pin mặt trời. Dòng rò của mối nối pn trong thiết bị pin mặt trời thông thường tăng lên khi nhiệt độ tăng, dẫn đến Voc giảm khi nhiệt độ tăng. Đường cong IV tuyến tính quan sát được đối với hệ thống siêu dẫn Ag này, do thứ nhất là điện thế giao diện rất nhỏ và thứ hai là sự kết nối ngược chiều của hai mối nối dị thể, khiến việc xác định dòng rò trở nên khó khăn. Tuy nhiên, dường như rất có khả năng sự phụ thuộc nhiệt độ của dòng rò tương tự là nguyên nhân gây ra hành vi của Voc quan sát được trong thí nghiệm của chúng tôi. Theo định nghĩa, Isc là dòng điện cần thiết để tạo ra điện áp âm nhằm bù cho Voc sao cho tổng điện áp bằng không. Khi nhiệt độ tăng, Voc trở nên nhỏ hơn, do đó cần ít dòng điện hơn để tạo ra điện áp âm. Hơn nữa, điện trở của YBCO tăng tuyến tính với nhiệt độ trên Tc (phần dưới của Hình 3b), điều này cũng góp phần làm giảm giá trị tuyệt đối của Isc ở nhiệt độ cao.
Lưu ý rằng các kết quả được trình bày trong Hình 2 và 3 thu được bằng cách chiếu tia laser vào khu vực xung quanh điện cực catốt. Các phép đo cũng đã được lặp lại với điểm laser được đặt tại cực dương và các đặc tính IV và tính chất quang điện tương tự đã được quan sát, ngoại trừ trường hợp này cực tính của Voc và Isc bị đảo ngược. Tất cả các dữ liệu này dẫn đến một cơ chế cho hiệu ứng quang điện, có liên quan chặt chẽ đến giao diện siêu dẫn-kim loại.
Tóm lại, đặc tính IV của hệ thống keo YBCO-Ag siêu dẫn được chiếu xạ laser đã được đo đạc theo nhiệt độ và cường độ laser. Hiệu ứng quang điện đáng chú ý đã được quan sát trong khoảng nhiệt độ từ 50 đến 300 K. Người ta nhận thấy rằng các tính chất quang điện có mối tương quan chặt chẽ với tính siêu dẫn của gốm YBCO. Sự đảo cực của Voc và Isc xảy ra ngay sau quá trình chuyển đổi từ siêu dẫn sang không siêu dẫn do quang kích thích. Sự phụ thuộc nhiệt độ của Voc và Isc được đo ở cường độ laser cố định cũng cho thấy sự đảo cực rõ rệt ở một nhiệt độ tới hạn, trên đó mẫu trở nên có điện trở. Bằng cách đặt điểm laser ở các vị trí khác nhau của mẫu, chúng tôi chỉ ra rằng tồn tại một điện thế xuyên qua giao diện, cung cấp lực tách cho các cặp electron-lỗ trống do quang kích thích. Điện thế giao diện này hướng từ YBCO đến điện cực kim loại khi YBCO siêu dẫn và chuyển sang hướng ngược lại khi mẫu trở nên không siêu dẫn. Nguồn gốc của điện thế có thể liên quan đến hiệu ứng lân cận tại giao diện kim loại-siêu dẫn khi YBCO ở trạng thái siêu dẫn và được ước tính là khoảng ~10−8 mV ở 50 K với cường độ laser là 502 mW/cm2. Sự tiếp xúc của vật liệu loại p YBCO ở trạng thái bình thường với vật liệu loại n là keo bạc tạo thành một mối nối quasi-pn, chịu trách nhiệm cho hành vi quang điện của gốm YBCO ở nhiệt độ cao. Những quan sát trên làm sáng tỏ hiệu ứng quang điện trong gốm siêu dẫn YBCO ở nhiệt độ cao và mở đường cho các ứng dụng mới trong các thiết bị quang điện tử như bộ dò ánh sáng thụ động tốc độ cao và bộ dò photon đơn.
Các thí nghiệm về hiệu ứng quang điện được thực hiện trên mẫu gốm YBCO có độ dày 0,52 mm và hình chữ nhật kích thước 8,64 × 2,26 mm2, được chiếu sáng bằng laser xanh sóng liên tục (λ = 450 nm) với bán kính điểm laser là 1,25 mm. Việc sử dụng mẫu khối thay vì mẫu màng mỏng cho phép chúng ta nghiên cứu các đặc tính quang điện của chất siêu dẫn mà không cần phải xử lý ảnh hưởng phức tạp của chất nền6,7. Hơn nữa, vật liệu khối có thể thuận lợi nhờ quy trình chế tạo đơn giản và chi phí tương đối thấp. Các dây dẫn bằng đồng được gắn kết trên mẫu YBCO bằng keo bạc tạo thành bốn điện cực tròn có đường kính khoảng 1 mm. Khoảng cách giữa hai điện cực là khoảng 5 mm. Đặc tính IV của mẫu được đo bằng máy đo từ kế mẫu rung (VersaLab, Quantum Design) với cửa sổ tinh thể thạch anh. Phương pháp bốn dây tiêu chuẩn được sử dụng để thu được các đường cong IV. Vị trí tương đối của các điện cực và điểm laser được thể hiện trong Hình 1i.
Cách trích dẫn bài báo này: Yang, F. et al. Nguồn gốc của hiệu ứng quang điện trong gốm siêu dẫn YBa2Cu3O6.96. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG & Testardi, LR Điện áp do laser gây ra bị cấm đối xứng trong YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).
Kwok, HS, Zheng, JP & Dong, SY Nguồn gốc của tín hiệu quang điện bất thường trong Y-Ba-Cu-O. Phys. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).
Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR & Wang, GW. Đo điện áp do laser gây ra của chất siêu dẫn Bi-Sr-Ca-Cu-O. Phys. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).
Tate, KL, et al. Điện áp thoáng qua do laser gây ra trong màng YBa2Cu3O7-x ở nhiệt độ phòng. J. Appl. Phys. 67, 4375–4376 (1990).
Kwok, HS & Zheng, JP Phản ứng quang điện bất thường trong YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).
Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. & Hiroi, Z. Sự tiêm các hạt tải điện lỗ trống được tạo ra bằng quang học vào YBa2Cu3O7−x trong cấu trúc dị thể oxit. Appl. Phys. Lett. 85, 2950–2952 (2004).
Asakura, D. và cộng sự. Nghiên cứu quang phát xạ của màng mỏng YBa2Cu3Oy dưới ánh sáng chiếu. Phys. Rev. Lett. 93, 247006 (2004).
Yang, F. và cộng sự. Hiệu ứng quang điện của cấu trúc dị thể YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb được ủ ở áp suất riêng phần oxy khác nhau. Mater. Lett. 130, 51–53 (2014).
Aminov, BA et al. Cấu trúc hai khe hở trong tinh thể đơn Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. J. Supercond. 7, 361–365 (1994).
Kabanov, VV, Demsar, J., Podobnik, B. & Mihailovic, D. Động lực học thư giãn hạt giả trong siêu dẫn với cấu trúc khe hở khác nhau: Lý thuyết và thực nghiệm trên YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).
Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ & Shen, BG Tính chất chỉnh lưu của mối nối dị thể YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb. Appl. Phys. Lett. 87, 222501 (2005).
Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL & Tanner, DB Hấp thụ exciton và siêu dẫn trong YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. Lett. 59, 919–922 (1987).
Yu, G., Heeger, AJ & Stucky, G. Tính dẫn điện tạm thời do quang kích thích trong các tinh thể đơn bán dẫn YBa2Cu3O6.3: tìm kiếm trạng thái kim loại do quang kích thích và siêu dẫn do quang kích thích. Solid State Commun. 72, 345–349 (1989).
McMillan, WL. Mô hình đường hầm của hiệu ứng lân cận siêu dẫn. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).
Guéron, S. và cộng sự. Hiệu ứng lân cận siêu dẫn được khảo sát ở thang độ dài trung gian. Phys. Rev. Lett. 77, 3025–3028 (1996).
Annunziata, G. & Manske, D. Hiệu ứng lân cận với các siêu dẫn không đối xứng tâm. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM và cộng sự. Hiệu ứng lân cận siêu dẫn mạnh trong cấu trúc lai Pb-Bi2Te3. Sci. Rep. 2, 339 (2012).
Chapin, DM, Fuller, CS & Pearson, GL Một tế bào quang điện pn silicon mới để chuyển đổi bức xạ mặt trời thành năng lượng điện. J. App. Phys. 25, 676–677 (1954).
Tomimoto, K. Ảnh hưởng của tạp chất lên độ dài liên kết siêu dẫn trong tinh thể đơn YBa2Cu3O6.9 pha tạp Zn hoặc Ni. Phys. Rev. B 60, 114–117 (1999).
Ando, Y. & Segawa, K. Điện trở từ của tinh thể đơn YBa2Cu3Oy không bị biến dạng trong phạm vi pha tạp rộng: sự phụ thuộc bất thường của độ dài liên kết vào pha tạp lỗ trống. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).
Obertelli, SD & Cooper, JR Hệ thống tính chất nhiệt điện của oxit nhiệt độ cao. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).
Sugai, S. và cộng sự. Sự dịch chuyển động lượng phụ thuộc vào mật độ hạt tải của đỉnh kết hợp và chế độ phonon LO trong chất siêu dẫn nhiệt độ cao loại p. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).
Nojima, T. và cộng sự. Sự khử lỗ trống và tích tụ electron trong màng mỏng YBa2Cu3Oy bằng kỹ thuật điện hóa: Bằng chứng về trạng thái kim loại loại n. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).
Tung, RT. Vật lý và hóa học của chiều cao rào cản Schottky. Appl. Phys. Lett. 1, 011304 (2014).
Sai-Halasz, GA, Chi, CC, Denenstein, A. & Langenberg, DN Tác động của sự phá vỡ cặp bên ngoài động trong màng siêu dẫn. Phys. Rev. Lett. 33, 215–219 (1974).
Nieva, G. và cộng sự. Sự tăng cường siêu dẫn do ánh sáng gây ra. Appl. Phys. Lett. 60, 2159–2161 (1992).
Kudinov, VI và cộng sự. Tính dẫn quang bền vững trong màng YBa2Cu3O6+x như một phương pháp quang pha tạp hướng tới pha kim loại và siêu dẫn. Phys. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).
Mankowsky, R. và cộng sự. Động lực học mạng tinh thể phi tuyến tính làm cơ sở cho tính siêu dẫn được tăng cường trong YBa2Cu3O6.5. Nature 516, 71–74 (2014).
Fausti, D. và cộng sự. Hiện tượng siêu dẫn do ánh sáng gây ra trong một loại cuprate có cấu trúc sọc. Science 331, 189–191 (2011).
El-Adawi, MK & Al-Nuaim, IA. Sự phụ thuộc chức năng của VOC vào nhiệt độ đối với pin mặt trời liên quan đến hiệu suất của nó - một cách tiếp cận mới. Khử muối 209, 91–96 (2007).
Vernon, SM & Anderson, WA Ảnh hưởng của nhiệt độ trong các tế bào quang điện silicon có rào cản Schottky. Appl. Phys. Lett. 26, 707 (1975).
Katz, EA, Faiman, D. & Tuladhar, SM Sự phụ thuộc nhiệt độ của các thông số thiết bị quang điện của pin mặt trời polymer-fullerene trong điều kiện hoạt động. J. Appl. Phys. 90, 5343–5350 (2002).
Công trình này được hỗ trợ bởi Quỹ Khoa học Tự nhiên Quốc gia Trung Quốc (Mã số tài trợ 60571063) và các Dự án Nghiên cứu Cơ bản của tỉnh Hà Nam, Trung Quốc (Mã số tài trợ 122300410231).
FY đã viết phần nội dung của bài báo và MYH đã chuẩn bị mẫu gốm YBCO. FY và MYH đã thực hiện thí nghiệm và phân tích kết quả. FGC đã dẫn dắt dự án và chịu trách nhiệm giải thích khoa học dữ liệu. Tất cả các tác giả đã xem xét bản thảo.
Tác phẩm này được cấp phép theo Giấy phép Creative Commons Ghi công 4.0 Quốc tế. Hình ảnh hoặc các tài liệu của bên thứ ba khác trong bài viết này được bao gồm trong giấy phép Creative Commons của bài viết, trừ khi có ghi chú khác trong phần ghi nguồn; nếu tài liệu không được bao gồm trong giấy phép Creative Commons, người dùng cần phải xin phép chủ sở hữu giấy phép để sao chép tài liệu. Để xem bản sao của giấy phép này, hãy truy cập http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
Yang, F., Han, M. & Chang, F. Nguồn gốc của hiệu ứng quang điện trong gốm siêu dẫn YBa2Cu3O6.96. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
Bằng cách gửi bình luận, bạn đồng ý tuân thủ Điều khoản và Quy định cộng đồng của chúng tôi. Nếu bạn thấy nội dung nào xúc phạm hoặc không tuân thủ các điều khoản hoặc quy định của chúng tôi, vui lòng báo cáo là không phù hợp.
Thời gian đăng bài: 22/04/2020