Дзякуй за наведванне nature.com. Вы выкарыстоўваеце версію браўзера з абмежаванай падтрымкай CSS. Каб атрымаць лепшы вопыт, мы рэкамендуем вам выкарыстоўваць больш сучасны браўзер (або адключыць рэжым сумяшчальнасці ў Internet Explorer). У той жа час, каб забяспечыць пастаянную падтрымку, мы паказваем сайт без стыляў і JavaScript.
Мы паведамляем аб выдатным фотаэлектрычным эфекце ў кераміцы YBa2Cu3O6.96 (YBCO) пры тэмпературы ад 50 да 300 К, выкліканым асвятленнем сіняга лазера, які непасрэдна звязаны са звышправоднасцю YBCO і інтэрфейсам YBCO-металічнага электрода. Калі YBCO пераходзіць са звышправоднага ў рэзістыўны стан, адбываецца змена палярнасці для напружання холастага ланцуга Voc і току кароткага замыкання Isc. Мы паказваем, што існуе электрычны патэнцыял на мяжы звышправаднік-нармальны метал, які забяспечвае сілу раздзялення фотаіндукаваных электронна-дзірачных пар. Гэты інтэрфейсны патэнцыял накіроўваецца ад YBCO да металічнага электрода, калі YBCO з'яўляецца звышправодным, і пераключаецца ў процілеглы бок, калі YBCO становіцца звышправодным. Паходжанне патэнцыялу можна лёгка звязаць з эфектам блізкасці на мяжы метал-звышправаднік, калі YBCO з'яўляецца звышправодным і яго значэнне ацэньваецца ў ~10–8 мВ пры 50 К з інтэнсіўнасцю лазера 502 мВт/см2. Спалучэнне матэрыялу p-тыпу YBCO ў нармальным стане з матэрыялам n-тыпу Ag-paste утварае квазі-pn-пераход, які адказвае за фотаэлектрычныя паводзіны керамікі YBCO пры высокіх тэмпературах. Нашы высновы могуць пракласці шлях да новых ужыванняў фатонна-электронных прылад і праліць далейшае святло на эфект блізкасці на мяжы звышправаднік-метал.
Фотаіндукаванае напружанне ў высокатэмпературных звышправадніках было зарэгістравана ў пачатку 1990-х гадоў і з тых часоў шырока даследавалася, але яго прырода і механізм застаюцца нявысветленымі1,2,3,4,5. Тонкія плёнкі YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8, у прыватнасці, інтэнсіўна вывучаюцца ў выглядзе фотаэлектрычных (PV) элементаў з-за іх рэгуляванага энергетычнага зазору9,10,11,12,13. Аднак высокая ўстойлівасць падкладкі заўсёды прыводзіць да нізкай эфектыўнасці пераўтварэння прылады і маскіруе асноўныя фотаэлектрычныя ўласцівасці YBCO8. Тут мы паведамляем пра выдатны фотаэлектрычны эфект, выкліканы асвятленнем сінім лазерам (λ = 450 нм) у кераміцы YBa2Cu3O6.96 (YBCO) пры тэмпературы ад 50 да 300 К (Tc ~ 90 К). Мы паказваем, што фотаэлектрычны эфект наўпрост звязаны са звышправоднасцю YBCO і прыродай інтэрфейсу YBCO-металічнага электрода. Калі YBCO пераходзіць са звышправоднай фазы ў рэзістыўны стан, адбываецца змена палярнасці для напружання холастага ланцуга Voc і току кароткага замыкання Isc. Мяркуецца, што на мяжы звышправаднік-нармальны метал існуе электрычны патэнцыял, які стварае сілу раздзялення фотаіндукаваных электронна-дзірачных пар. Гэты інтэрфейсны патэнцыял накіроўваецца ад YBCO да металічнага электрода, калі YBCO з'яўляецца звышправодным, і пераключаецца ў процілеглы бок, калі ўзор становіцца звышправодным. Паходжанне патэнцыялу можа быць натуральным чынам звязана з эфектам блізкасці14,15,16,17 на мяжы метал-звышправаднік, калі YBCO з'яўляецца звышправодным і яго значэнне ацэньваецца ў ~10-8 мВ пры 50 К з інтэнсіўнасцю лазера 502 мВт. /см2. Спалучэнне матэрыялу p-тыпу YBCO ў нармальным стане з матэрыялам n-тыпу Ag-паста ўтварае, хутчэй за ўсё, квазі-pn-пераход, які адказвае за фотаэлектрычныя паводзіны керамікі YBCO пры высокіх тэмпературах. Нашы назіранні праліваюць дадатковае святло на паходжанне фотаэлектроннага эфекту ў высокатэмпературнай звышправоднай кераміцы YBCO і адкрываюць шлях для яго прымянення ў оптаэлектронных прыладах, такіх як хуткі пасіўны дэтэктар святла і г.д.
На малюнках 1a–c паказана, што IV характарыстыкі ўзору керамікі YBCO пры 50 К. Без светлавога асвятлення напружанне на ўзоры застаецца роўным нулю пры змене току, як можна чакаць ад звышправоднага матэрыялу. Відавочны фотаэлектрычны эфект узнікае пры накіраванні лазернага прамяня на катод (мал. 1а): IV крывыя, паралельныя восі I, рухаюцца ўніз з павелічэннем інтэнсіўнасці лазера. Відавочна, што існуе адмоўнае фотаіндукаванае напружанне нават без усялякага току (яго часта называюць напругай холастага ланцуга Voc). Нулявы нахіл IV крывой паказвае на тое, што ўзор усё яшчэ звышправодны пры лазерным асвятленні.
(а–в) і 300 К (д–ж). Значэнні V(I) былі атрыманы шляхам змятання току ад -10 мА да +10 мА ў вакууме. Для нагляднасці прадстаўлена толькі частка эксперыментальных дадзеных. a, Вольт-амперныя характарыстыкі YBCO, вымераныя лазерным плямай, размешчаным на катодзе (i). Усе IV крывыя ўяўляюць сабой гарызантальныя прамыя лініі, якія паказваюць, што ўзор па-ранейшаму звышправодны з лазерным апраменьваннем. Крывая рухаецца ўніз з павелічэннем інтэнсіўнасці лазера, што сведчыць аб наяўнасці адмоўнага патэнцыялу (Voc) паміж двума провадамі напружання нават пры нулявым току. IV крывыя застаюцца нязменнымі, калі лазер накіраваны на цэнтр узору пры тэмпературы эфіру 50 K (b) або 300 K (f). Гарызантальная лінія рухаецца ўверх па меры асвятлення анода (с). Схематычная мадэль пераходу метал-звышправаднік пры 50 К паказана на d. Вольт-амперныя характарыстыкі нармальнага стану YBCO пры 300 К, вымераныя лазерным прамянём, накіраваным на катод і анод, прыведзены ў e і g адпаведна. У адрозненне ад вынікаў пры 50 К, ненулявы нахіл прамых паказвае, што YBCO знаходзіцца ў нармальным стане; значэнні Voc змяняюцца з інтэнсіўнасцю святла ў процілеглым кірунку, што паказвае на іншы механізм падзелу зарада. Магчымая структура інтэрфейсу пры 300 K адлюстравана ў hj Рэальная карціна ўзору з адводамі.
Насычаны кіслародам YBCO ў звышправодным стане можа паглынаць амаль поўны спектр сонечнага святла з-за вельмі малога энергетычнага зазору (Eg)9,10, ствараючы тым самым электронна-дзірачныя пары (e–h). Каб стварыць напружанне холадна ланцуга Voc шляхам паглынання фатонаў, неабходна прасторава раздзяліць фотагенераваныя пары eh перад тым, як адбудзецца рэкамбінацыя18. Адмоўны Voc адносна катода і анода, як паказана на мал. 1i, сведчыць аб наяўнасці электрычнага патэнцыялу на мяжы метал-звышправаднік, які пераносіць электроны да анода і дзіркі да катода. Калі гэта так, то таксама павінен быць патэнцыял, накіраваны ад звышправадніка да металічнага электрода на анодзе. Такім чынам, пры асвятленні вобласці ўзору каля анода будзе атрыманы станоўчы Voc. Акрамя таго, не павінна быць фотаіндукаваных напружанняў, калі лазерная пляма накіравана на вобласці, далёкія ад электродаў. Гэта, безумоўна, так, як відаць з мал. 1b,c!.
Калі светлавая пляма рухаецца ад катоднага электрода да цэнтра ўзору (прыкладна на 1,25 мм ад межаў падзелу), ніякіх змен крывых IV і Voc нельга назіраць пры павышэнні інтэнсіўнасці лазера да максімальна даступнага значэння (мал. 1b) . Натуральна, гэты вынік можна звязаць з абмежаваным часам жыцця фотаіндукаваных носьбітаў і адсутнасцю сілы аддзялення ва ўзоры. Электронна-дзірачныя пары могуць утварацца кожны раз пры асвятленні ўзору, але большасць пар e–h будзе знішчана, і фотаэлектрычны эфект не назіраецца, калі лазерная пляма падае на вобласці, далёкія ад любога з электродаў. Пры перамяшчэнні лазернага плямы да анодных электродаў крывыя IV, паралельныя восі I, рухаюцца ўверх з павелічэннем інтэнсіўнасці лазера (мал. 1с). Падобнае ўбудаванае электрычнае поле існуе ў пераходзе метал-звышправаднік на анодзе. Аднак на гэты раз металічны электрод падключаецца да станоўчага провада тэставай сістэмы. Адтуліны, створаныя лазерам, падштурхоўваюцца да анода, і такім чынам назіраецца станоўчы Voc. Вынікі, прадстаўленыя тут, даюць пераканаўчыя доказы таго, што сапраўды існуе патэнцыял інтэрфейсу, накіраваны ад звышправадніка да металічнага электрода.
Фотаэлектрычны эфект у кераміцы YBa2Cu3O6.96 пры 300 К паказаны на мал. 1e–g. Без светлавога асвятлення IV крывая ўзору ўяўляе сабой прамую лінію, якая перасякае пачатак адліку. Гэтая прамая лінія рухаецца ўверх паралельна зыходнай з павелічэннем інтэнсіўнасці лазернага выпраменьвання на высновах катода (мал. 1e). Для фотаэлектрычнай прылады ёсць два лімітавыя выпадкі. Стан кароткага замыкання ўзнікае, калі V = 0. Ток у гэтым выпадку называецца токам кароткага замыкання (Isc). Другі лімітавы выпадак - стан разрыву ланцуга (Voc), які ўзнікае, калі R→∞ або ток роўны нулю. Малюнак 1e выразна паказвае, што Voc дадатны і павялічваецца з павелічэннем інтэнсіўнасці святла, у адрозненне ад выніку, атрыманага пры 50 K; у той час як назіраецца павелічэнне велічыні адмоўнага Isc пры святле, што з'яўляецца тыповым паводзінам звычайных сонечных элементаў.
Аналагічным чынам, калі лазерны прамень накіраваны на ўчасткі, далёкія ад электродаў, крывая V(I) не залежыць ад інтэнсіўнасці лазера і не ўзнікае фотаэлектрычнага эфекту (мал. 1f). Падобна вымярэнню пры 50 К, IV крывыя рухаюцца ў процілеглым кірунку па меры апраменьвання аноднага электрода (мал. 1g). Усе гэтыя вынікі, атрыманыя для гэтай сістэмы пасты YBCO-Ag пры 300 К з лазерным апраменьваннем у розных месцах узору, адпавядаюць патэнцыялу інтэрфейсу, процілегламу таму, які назіраецца пры 50 К.
Большая частка электронаў кандэнсуецца ў купераўскіх парах у звышправодным YBCO ніжэй тэмпературы пераходу Tc. Знаходзячыся ў металічным электродзе, усе электроны застаюцца ў адзінай форме. Існуе вялікі градыент шчыльнасці як для сінгулярных электронаў, так і для пар Купера ў непасрэднай блізкасці ад мяжы метал-звышправаднік. Адзінкавыя электроны з асноўнымі носьбітамі ў металічным матэрыяле будуць дыфундзіраваць у вобласць звышправадніка, у той час як купераўскія пары з асноўнымі носьбітамі ў вобласці YBCO будуць дыфузіраваць у вобласць металу. Паколькі пары Купера, якія нясуць больш зарадаў і маюць большую рухомасць, чым адзінкавыя электроны, дыфузуюць з YBCO ў металічную вобласць, дадатна зараджаныя атамы застаюцца ззаду, што прыводзіць да электрычнага поля ў вобласці прасторавага зарада. Кірунак гэтага электрычнага поля паказаны на прынцыповай схеме мал. 1d. Падальнае асвятленне фатонаў паблізу вобласці прасторавага зарада можа ствараць пары eh, якія будуць раз'яднаны і выцятаны, ствараючы фотаток у напрамку адваротнага зрушэння. Як толькі электроны выходзяць з убудаванага электрычнага поля, яны кандэнсуюцца ў пары і цякуць да іншага электрода без супраціву. У гэтым выпадку Voc супрацьлеглая папярэдне зададзенай палярнасці і паказвае адмоўнае значэнне, калі лазерны прамень паказвае на вобласць вакол адмоўнага электрода. Па значэнні Voc можна ацаніць патэнцыял на мяжы падзелу: адлегласць паміж двума провадамі напружання d складае ~5 × 10−3 м, таўшчыня мяжы падзелу метал-звышправаднік di павінна быць такога ж парадку у якасці даўжыні кагерэнтнасці звышправадніка YBCO (~1 нм)19,20 прымем значэнне Voc = 0,03 мВ, патэнцыял Vms на Інтэрфейс метал-звышправаднік ацэньваецца як ~10−11 В пры 50 К з інтэнсіўнасцю лазера 502 мВт/см2, выкарыстоўваючы ўраўненне,
Тут мы хочам падкрэсліць, што фотаіндукаванае напружанне не можа быць растлумачана цеплавым эфектам фота. Эксперыментальна ўстаноўлена, што каэфіцыент Зеебека звышправадніка YBCO роўны Ss = 021. Каэфіцыент Зеебека для медных правадоў знаходзіцца ў дыяпазоне SCu = 0,34–1,15 мкВ/К3. Тэмпературу меднага дроту ў лазернай пляме можна павысіць на невялікую велічыню 0,06 К з максімальнай інтэнсіўнасцю лазера, даступнай пры 50 К. Гэта можа стварыць тэрмаэлектрычны патэнцыял 6,9 × 10-8 В, што на тры парадкі менш, чым Voc, атрыманы на малюнку 1 (а). Відавочна, што тэрмаэлектрычны эфект занадта малы, каб растлумачыць вынікі эксперыменту. Фактычна, змяненне тэмпературы з-за лазернага апраменьвання знікне менш чым за адну хвіліну, так што ўклад цеплавога эфекту можна смела ігнараваць.
Гэты фотаэлектрычны эфект YBCO пры пакаёвай тэмпературы паказвае, што тут задзейнічаны іншы механізм падзелу зарадаў. Звышправодны YBCO ў нармальным стане ўяўляе сабой матэрыял р-тыпу з адтулінамі ў якасці носьбіта зарада22,23, у той час як металічная Ag-паста мае характарыстыкі матэрыялу n-тыпу. Падобна p-n-пераходам, дыфузія электронаў у срэбнай пасце і дзірках у кераміцы YBCO утварае ўнутранае электрычнае поле, якое паказвае на кераміку YBCO на мяжы падзелу (мал. 1h). Менавіта гэта ўнутранае поле забяспечвае сілу аддзялення і прыводзіць да станоўчага Voc і адмоўнага Isc для сістэмы пасты YBCO-Ag пры пакаёвай тэмпературы, як паказана на мал. 1e. У якасці альтэрнатывы Ag-YBCO можа ўтварыць пераход Шоткі p-тыпу, які таксама прыводзіць да патэнцыялу інтэрфейсу з той жа палярнасцю, што і ў мадэлі, прадстаўленай вышэй24.
Для дэталёвага вывучэння працэсу эвалюцыі фотаэлектрычных уласцівасцей падчас звышправоднага пераходу YBCO былі вымераны IV-крывыя ўзору пры 80 К з выбранай інтэнсіўнасцю лазера, які асвятляе катодны электрод (мал. 2). Без лазернага апраменьвання напружанне на ўзоры застаецца роўным нулю незалежна ад току, што паказвае на звышправодны стан узору пры 80 К (мал. 2а). Падобна дадзеным, атрыманым пры 50 К, крывыя IV, паралельныя восі I, рухаюцца ўніз з павелічэннем інтэнсіўнасці лазера, пакуль не будзе дасягнута крытычнае значэнне Pc. Вышэй гэтай крытычнай інтэнсіўнасці лазера (Pc) звышправаднік перажывае пераход ад звышправоднай фазы да рэзістыўнай; напружанне пачынае расці з токам з-за з'яўлення супраціўлення ў звышправадніку. У выніку крывая IV пачынае перасякацца з воссю I і воссю V, што спачатку прыводзіць да адмоўнага Voc і станоўчага Isc. Цяпер узор, здаецца, знаходзіцца ў асаблівым стане, у якім палярнасць Voc і Isc надзвычай адчувальная да інтэнсіўнасці святла; пры вельмі невялікім павелічэнні інтэнсіўнасці святла Isc пераўтворыцца з станоўчага ў адмоўнае, а Voc - з адмоўнага ў станоўчае значэнне, мінаючы пачатак каардынаты (высокую адчувальнасць фотаэлектрычных уласцівасцей, у прыватнасці значэння Isc, да светлавога асвятлення можна больш выразна ўбачыць на мал. 2б). Пры самай высокай даступнай інтэнсіўнасці лазера IV крывыя маюць намер быць паралельнымі адна адной, што сведчыць аб нармальным стане ўзору YBCO.
Цэнтр лазернай плямы размешчаны вакол катодных электродаў (гл. мал. 1i). a, IV крывыя YBCO, апрамененых рознай інтэнсіўнасцю лазера. b (уверсе), залежнасць інтэнсіўнасці лазера ад напружання холастага ланцуга Voc і току кароткага замыкання Isc. Значэнні Isc немагчыма атрымаць пры нізкай інтэнсіўнасці святла (<110 мВт/см2), таму што крывыя IV паралельныя восі I, калі ўзор знаходзіцца ў звышправодным стане. b (унізе), дыферэнцыяльнае супраціўленне ў залежнасці ад інтэнсіўнасці лазера.
Залежнасць Voc і Isc ад інтэнсіўнасці лазера пры 80 К паказана на мал. 2b (уверсе). Фотаэлектрычныя ўласцівасці можна абмяркоўваць у трох рэгіёнах інтэнсіўнасці святла. Першая вобласць знаходзіцца паміж 0 і Pc, у якой YBCO з'яўляецца звышправодным, Voc адмоўны і памяншаецца (абсалютнае значэнне павялічваецца) з інтэнсіўнасцю святла і дасягае мінімуму пры Pc. Другая вобласць - ад Pc да іншай крытычнай інтэнсіўнасці P0, у якой Voc павялічваецца, а Isc памяншаецца з павелічэннем інтэнсіўнасці святла, і абедзве дасягаюць нуля пры P0. Трэцяя вобласць знаходзіцца вышэй P0, пакуль не будзе дасягнуты нармальны стан YBCO. Хаця і Voc, і Isc змяняюцца ў залежнасці ад інтэнсіўнасці святла такім жа чынам, як і ў вобласці 2, яны маюць супрацьлеглую палярнасць вышэй крытычнай інтэнсіўнасці P0. Значнасць P0 заключаецца ў тым, што няма фотаэлектрычнага эфекту і механізм падзелу зарадаў якасна змяняецца менавіта ў гэтай кропцы. Узор YBCO становіцца незвышправодным у гэтым дыяпазоне інтэнсіўнасці святла, але нармальнага стану яшчэ трэба дасягнуць.
Відавочна, што фотаэлектрычныя характарыстыкі сістэмы цесна звязаны са звышправоднасцю YBCO і яго звышправодным пераходам. Дыферэнцыяльнае супраціўленне, dV/dI, YBCO паказана на мал. 2b (унізе) у залежнасці ад інтэнсіўнасці лазера. Як згадвалася раней, убудаваны электрычны патэнцыял на мяжы з-за кропак дыфузіі пары Купера ад звышправадніка да металу. Падобна таму, што назіраецца пры 50 K, фотаэлектрычны эфект узмацняецца з павелічэннем інтэнсіўнасці лазера ад 0 да Pc. Калі інтэнсіўнасць лазера дасягае значэння, крыху вышэйшага за Pc, IV крывая пачынае нахіляцца і супраціўленне ўзору пачынае з'яўляцца, але палярнасць патэнцыялу мяжы падзелу яшчэ не зменена. Уплыў аптычнага ўзбуджэння на звышправоднасць даследаваўся ў бачнай і блізкай ІЧ-дыяпазоне. У той час як асноўны працэс заключаецца ў разрыве купераўскіх пар і знішчэнні звышправоднасці 25, 26, у некаторых выпадках пераход звышправоднасці можа быць узмоцнены 27, 28, 29, могуць нават быць індукаваныя новыя фазы звышправоднасці 30. Адсутнасць звышправоднасці ў Pc можна звязаць з фотаіндукаваным разрывам пары. У кропцы P0 патэнцыял праз мяжу становіцца роўным нулю, што сведчыць аб тым, што шчыльнасць зарада ў абодвух баках сувязі дасягае аднолькавага ўзроўню пры гэтай інтэнсіўнасці светлавога асвятлення. Далейшае павелічэнне інтэнсіўнасці лазера прыводзіць да разбурэння большай колькасці пар Купера, і YBCO паступова ператвараецца назад у матэрыял p-тыпу. Замест дыфузіі пар электронаў і Купера асаблівасць мяжы падзелу цяпер вызначаецца дыфузіяй электронаў і дзірак, якая прыводзіць да змены палярнасці электрычнага поля на мяжы падзелу і, адпаведна, станоўчага Voc (параўнайце мал. 1d,h). Пры вельмі высокай інтэнсіўнасці лазера дыферэнцыяльнае супраціўленне YBCO насычаецца да значэння, адпаведнага нармальнаму стану, і як Voc, так і Isc маюць тэндэнцыю лінейна змяняцца ў залежнасці ад інтэнсіўнасці лазера (мал. 2b). Гэта назіранне паказвае, што лазернае апраменьванне YBCO ў нармальным стане больш не будзе змяняць яго ўдзельнае супраціўленне і асаблівасці мяжы звышправаднік-метал, а толькі павялічыць канцэнтрацыю электронна-дзірачных пар.
Каб даследаваць уплыў тэмпературы на фотаэлектрычныя ўласцівасці, сістэму метал-звышправаднік апрамянялі на катодзе сінім лазерам з інтэнсіўнасцю 502 мВт/см2. IV крывыя, атрыманыя пры выбраных тэмпературах ад 50 да 300 К, прыведзены на мал. 3а. Напружанне холастага ланцуга Voc, ток кароткага замыкання Isc і дыферэнцыяльнае супраціўленне могуць быць атрыманы з гэтых IV крывых, якія паказаны на мал. 3b. Без светлавога асвятлення ўсе IV крывыя, вымераныя пры розных тэмпературах, праходзяць у пачатку каардынат, як чакалася (устаўка на мал. 3а). IV характарыстыкі рэзка мяняюцца з павышэннем тэмпературы, калі сістэма асвятляецца адносна моцным лазерным прамянём (502 мВт/см2). Пры нізкіх тэмпературах IV крывыя ўяўляюць сабой прамыя лініі, паралельныя восі I з адмоўнымі значэннямі Voc. Гэтая крывая рухаецца ўверх з павышэннем тэмпературы і паступова пераходзіць у лінію з ненулявым нахілам пры крытычнай тэмпературы Tcp (мал. 3а (уверсе)). Здаецца, што ўсе характэрныя крывыя IV круцяцца вакол кропкі ў трэцім квадранце. Voc павялічваецца ад адмоўнага значэння да станоўчага, а Isc памяншаецца ад станоўчага да адмоўнага значэння. Вышэй зыходнай тэмпературы звышправоднага пераходу YBCO Tc IV крывая змяняецца даволі па-рознаму з тэмпературай (унізе мал. 3a). Па-першае, цэнтр кручэння IV крывых перамяшчаецца ў першы квадрант. Па-другое, Voc працягвае змяншацца, а Isc расце з павышэннем тэмпературы (верхняя частка мал. 3b). Па-трэцяе, нахіл крывых IV лінейна павялічваецца з тэмпературай, што прыводзіць да станоўчага тэмпературнага каэфіцыента супраціву для YBCO (унізе мал. 3b).
Тэмпературная залежнасць фотаэлектрычных характарыстык сістэмы пасты YBCO-Ag пры лазерным асвятленні 502 мВт/см2.
Цэнтр лазернай плямы размешчаны вакол катодных электродаў (гл. мал. 1i). a, IV крывыя, атрыманыя ад 50 да 90 K (уверсе) і ад 100 да 300 K (унізе) з крокам тэмпературы 5 K і 20 K адпаведна. На ўстаўцы а паказаны IV характарыстыкі пры некалькіх тэмпературах у цемры. Усе крывыя перасякаюць пачатковую кропку. b, напружанне холастага замыкання Voc і ток кароткага замыкання Isc (уверсе) і дыферэнцыяльнае супраціўленне, dV/dI, YBCO (унізе) у залежнасці ад тэмпературы. Тэмпература звышправоднага пераходу з нулявым супраціўленнем Tcp не прыводзіцца, таму што яна занадта блізкая да Tc0.
На малюнку 3b можна распазнаць тры крытычныя тэмпературы: Tcp, вышэй за якую YBCO становіцца незвышправодным; Tc0, пры якой і Voc, і Isc становяцца роўнымі нулю, і Tc, першапачатковая тэмпература звышправоднага пераходу YBCO без лазернага апрамянення. Пры тэмпературы ніжэй Tcp ~ 55 K YBCO, апраменены лазерам, знаходзіцца ў звышправодным стане з адносна высокай канцэнтрацыяй купераўскіх пар. Эфект лазернага апрамянення заключаецца ў зніжэнні тэмпературы пераходу звышправоднасці з нулявым супраціўленнем з 89 К да ~55 К (унізе мал. 3b) за кошт памяншэння канцэнтрацыі пар Купера ў дадатак да стварэння фотаэлектрычнага напружання і току. Павышэнне тэмпературы таксама разбурае пары Купера, што прыводзіць да зніжэння патэнцыялу ў інтэрфейсе. Такім чынам, абсалютнае значэнне Voc стане меншым, хоць прымяняецца такая ж інтэнсіўнасць лазернага асвятлення. Патэнцыял інтэрфейсу будзе станавіцца ўсё меншым і меншым з далейшым павышэннем тэмпературы і дасягае нуля пры Tc0. У гэтай асаблівай кропцы няма фотаэлектрычнага эфекту, таму што няма ўнутранага поля для падзелу фотаіндукаваных электронна-дзірачных пар. Змена палярнасці патэнцыялу адбываецца вышэй гэтай крытычнай тэмпературы, паколькі шчыльнасць вольнага зарада ў пасце Ag большая, чым у YBCO, які паступова пераносіцца назад у матэрыял p-тыпу. Тут мы хочам падкрэсліць, што змена палярнасці Voc і Isc адбываецца адразу пасля звышправоднага пераходу з нулявым супраціўленнем, незалежна ад прычыны пераходу. Гэта назіранне ўпершыню выразна паказвае карэляцыю паміж звышправоднасцю і фотаэлектрычнымі эфектамі, звязанымі з патэнцыялам падзелу метал-звышправаднік. Прырода гэтага патэнцыялу на мяжы звышправаднік-нармальны метал была ў цэнтры ўвагі даследаванняў на працягу апошніх некалькіх дзесяцігоддзяў, але ёсць шмат пытанняў, якія чакаюць свайго адказу. Вымярэнне фотаэлектрычнага эфекту можа апынуцца эфектыўным метадам для вывучэння дэталяў (напрыклад, яго сілы, палярнасці і г.д.) гэтага важнага патэнцыялу і, такім чынам, праліць святло на высокатэмпературны звышправодны эфект блізкасці.
Далейшае павышэнне тэмпературы ад Tc0 да Tc прыводзіць да змяншэння канцэнтрацыі купераўскіх пар і павелічэння патэнцыялу падзелу падзелу і, адпаведна, большага Voc. Пры Tc канцэнтрацыя пары Купера становіцца роўнай нулю, і патэнцыял убудавання на мяжы дасягае максімуму, што прыводзіць да максімальнага Voc і мінімальнага Isc. Хуткае павелічэнне Voc і Isc (абсалютнае значэнне) у гэтым дыяпазоне тэмператур адпавядае звышправоднаму пераходу, які пашыраецца ад ΔT ~ 3 K да ~ 34 K лазерным апраменьваннем інтэнсіўнасцю 502 мВт/см2 (мал. 3b). У нармальных станах, вышэйшых за Tc, напружанне холастага ходу Voc памяншаецца з павышэннем тэмпературы (верхняя частка мал. 3b), падобна лінейным паводзінам Voc для звычайных сонечных элементаў на аснове pn-пераходаў31,32,33. Хаця хуткасць змены Voc з тэмпературай (−dVoc/dT), якая моцна залежыць ад інтэнсіўнасці лазера, значна меншая, чым у звычайных сонечных элементаў, тэмпературны каэфіцыент Voc для пераходу YBCO-Ag мае той жа парадак велічыні, што і сонечных батарэй. Ток уцечкі pn-пераходу для звычайнай сонечнай батарэі ўзрастае з павышэннем тэмпературы, што прыводзіць да памяншэння Voc па меры павышэння тэмпературы. Лінейныя крывыя IV, якія назіраюцца для гэтай сістэмы Ag-звышправаднік, з-за, па-першае, вельмі малога патэнцыялу інтэрфейсу, а па-другое, з-за злучэння двух гетэрапераходаў спіна да спіны, ускладняюць вызначэнне току ўцечкі. Тым не менш, вельмі верагодна, што тая ж тэмпературная залежнасць току ўцечкі адказная за паводзіны Voc, якія назіраюцца ў нашым эксперыменце. Згодна з вызначэннем, Isc - гэта ток, неабходны для атрымання адмоўнага напружання для кампенсацыі Voc, каб агульнае напружанне было роўна нулю. Па меры павышэння тэмпературы Voc становіцца меншым, таму для атрымання адмоўнага напружання патрабуецца меншы ток. Акрамя таго, супраціў YBCO лінейна павялічваецца з тэмпературай вышэй Tc (унізе мал. 3b), што таксама спрыяе меншаму абсалютнаму значэнню Isc пры высокіх тэмпературах.
Звярніце ўвагу, што вынікі, прыведзеныя на малюнках 2, 3, атрыманы лазерным апраменьваннем вобласці вакол катодных электродаў. Вымярэнні таксама паўтараліся з лазернай плямай, размешчанай на анодзе, і назіраліся аналагічныя IV характарыстыкі і фотаэлектрычныя ўласцівасці, за выключэннем таго, што ў гэтым выпадку палярнасць Voc і Isc была адменена. Усе гэтыя дадзеныя прыводзяць да механізму фотаэлектрычнага эфекту, які цесна звязаны з інтэрфейсам звышправаднік-метал.
Падводзячы вынік, IV-характарыстыкі сістэмы звышправоднай пасты YBCO-Ag, апрамененай лазерам, былі вымераны ў залежнасці ад тэмпературы і інтэнсіўнасці лазера. Выдатны фотаэлектрычны эфект назіраўся ў дыяпазоне тэмператур ад 50 да 300 К. Выяўлена, што фотаэлектрычныя ўласцівасці цесна карэлююць са звышправоднасцю керамікі YBCO. Змена палярнасці Voc і Isc адбываецца адразу пасля фотаіндукаванага пераходу ад звышправоднага да звышправоднага. Тэмпературная залежнасць Voc і Isc, вымераная пры фіксаванай інтэнсіўнасці лазера, паказвае таксама выразную змену палярнасці пры крытычнай тэмпературы, вышэй якой узор становіцца рэзістыўным. Размясціўшы лазерную пляму ў іншай частцы ўзору, мы паказваем, што існуе электрычны патэнцыял на мяжы падзелу, які забяспечвае сілу раздзялення фотаіндукаваных электронна-дзірачных пар. Гэты інтэрфейсны патэнцыял накіроўваецца ад YBCO да металічнага электрода, калі YBCO з'яўляецца звышправодным, і пераключаецца ў процілеглы бок, калі ўзор становіцца звышправодным. Паходжанне патэнцыялу можа быць натуральным чынам звязана з эфектам блізкасці на мяжы метал-звышправаднік, калі YBCO з'яўляецца звышправодным і, паводле ацэнак, складае ~10-8 мВ пры 50 К з інтэнсіўнасцю лазера 502 мВт/см2. Кантакт матэрыялу p-тыпу YBCO ў нармальным стане з Ag-пастай матэрыялу n-тыпу ўтварае квазі-pn-пераход, які адказвае за фотаэлектрычныя паводзіны керамікі YBCO пры высокіх тэмпературах. Прыведзеныя вышэй назіранні праліваюць святло на фотаэлектрычны эфект у высокатэмпературнай звышправоднай кераміцы YBCO і адкрываюць шлях да новых ужыванняў у оптаэлектронных прыладах, такіх як хуткі пасіўны дэтэктар святла і дэтэктар аднаго фатона.
Эксперыменты па фотаэлектрычным эфекце праводзіліся на керамічным узоры YBCO таўшчынёй 0,52 мм і прастакутнай формай 8,64 × 2,26 мм2, які асвятляўся бесперапыннай хваляй блакітнага лазера (λ = 450 нм) з памерам лазернай плямы 1,25 мм у радыусе. Выкарыстанне аб'ёмнага, а не тонкаплёнкавага ўзору дазваляе нам вывучаць фотаэлектрычныя ўласцівасці звышправадніка без неабходнасці мець справу са складаным уздзеяннем падкладкі6,7. Больш за тое, сыпкі матэрыял можа спрыяць простай працэдуры падрыхтоўкі і адносна нізкай кошту. Медныя провады злучаны на ўзоры YBCO срэбнай пастай, утвараючы чатыры круглых электрода дыяметрам каля 1 мм. Адлегласць паміж двума электродамі напругі складае каля 5 мм. IV характарыстыкі ўзору былі вымераныя з дапамогай вібрацыйнага магнітаметра ўзору (VersaLab, Quantum Design) з кварцавым акенцам. Для атрымання IV крывых быў выкарыстаны стандартны чатырохправадны метад. Адноснае размяшчэнне электродаў і лазернага плямы паказана на мал. 1i.
Як цытаваць гэты артыкул: Yang, F. et al. Паходжанне фотаэлектрычнага эфекту ў звышправоднай кераміцы YBa2Cu3O6.96. навук. Рэсп. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG & Testardi, LR. фіз. B 41, 11564–11567 (1990).
Kwok, HS, Zheng, JP & Dong, SY. Паходжанне анамальнага фотаэлектрычнага сігналу ў Y-Ba-Cu-O. фіз. B 43, 6270–6272 (1991).
Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR & Wang, GW Вымярэнне індукаваных лазерам напружанняў звышправодных Bi-Sr-Ca-Cu-O. фіз. B 46, 5773–5776 (1992).
Tate, KL і інш. Пераходныя індукаваныя лазерам напружання ў плёнках YBa2Cu3O7-x пры пакаёвай тэмпературы. J. Appl. фіз. 67, 4375–4376 (1990).
Kwok, HS & Zheng, JP Анамальная фотаэлектрычная рэакцыя ў YBa2Cu3O7. фіз. B 46, 3692–3695 (1992).
Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. & Hiroi, Z. Фотагенераваная дзіркавая ін'екцыя носьбіта ў YBa2Cu3O7-x у аксіднай гетэраструктуры. Дадатак фіз. Лет. 85, 2950–2952 (2004).
Асакура, Д. і інш. Даследаванне фотаэмісіі тонкіх плёнак YBa2Cu3Oy пры светлавым асвятленні. фіз. вялебны літ. 93, 247006 (2004).
Ян, Ф. і інш. Фотаэлектрычны эфект гетэрапераходу YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb, адпаленага пры розным парцыяльным ціску кіслароду. Матэр. Лет. 130, 51–53 (2014).
Амінаў Б. А. і інш. Двухшчылінная структура ў монакрышталях Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. Ж. Звышканд. 7, 361–365 (1994).
Кабанаў, В.В., Дэмсар, Дж., Падобнік, Б. і Міхайлавіч, Д. Дынаміка квазічасцічнай рэлаксацыі ў звышправадніках з рознымі шчыліннымі структурамі: тэорыя і эксперыменты на YBa2Cu3O7-δ. фіз. B 59, 1497–1506 (1999).
Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ & Shen, BG Выпрамляльныя ўласцівасці гетэрапераходу YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb. Дадатак фіз. Лет. 87, 222501 (2005).
Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL & Tanner, DB Эксітанічнае паглынанне і звышправоднасць у YBa2Cu3O7-δ. фіз. вялебны літ. 59, 919–922 (1987).
Ю, Г., Хігер, А. Дж. і Стакі, Г. Пераходная фотаіндукаваная праводнасць у паўправадніковых монакрышталях YBa2Cu3O6.3: пошук фотаіндукаванага металічнага стану і фотаіндукаванай звышправоднасці. Цвёрдацельны камун. 72, 345–349 (1989).
Макмілан, WL Тунэльная мадэль звышправоднага эфекту блізкасці. фіз. 175, 537–542 (1968).
Герон С. і інш. Звышправодны эфект блізкасці, даследаваны на мезаскапічнай шкале даўжыні. фіз. вялебны літ. 77, 3025–3028 (1996).
Annunziata, G. & Manske, D. Эфект блізкасці з нецэнтрасіметрычнымі звышправаднікамі. фіз. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM і інш. Моцны звышправодны эфект блізкасці ў гібрыдных структурах Pb-Bi2Te3. навук. Рэсп. 2, 339 (2012).
Chapin, DM, Fuller, CS & Pearson, GL Новы крамянёвы фотаэлемент pn-пераходу для пераўтварэння сонечнага выпраменьвання ў электрычную энергію. J. App. фіз. 25, 676–677 (1954).
Tomimoto, K. Эфекты прымешак на даўжыню звышправоднай кагерэнтнасці ў монакрышталях YBa2Cu3O6.9, легаваных Zn або Ni. фіз. B 60, 114–117 (1999).
Ando, Y. & Segawa, K. Магнітасупраціўленне недвойнікаў монакрышталяў YBa2Cu3Oy у шырокім дыяпазоне легіравання: анамальная залежнасць даўжыні кагерэнтнасці ад легіравання дзірак. фіз. вялебны літ. 88, 167005 (2002).
Obertelli, SD & Купер, JR Сістэматыка ў тэрмаэлектрычнай энергіі высокіх Т, аксідаў. фіз. B 46, 14928–14931, (1992).
Sugai, S. і інш. Залежны ад шчыльнасці носьбітаў зрух імпульсу кагерэнтнага піка і LO-фаноннай моды ў высокатэмпературных звышправадніках p-тыпу. фіз. B 68, 184504 (2003).
Нодзіма, Т. і інш. Памяншэнне дзірак і назапашванне электронаў у тонкіх плёнках YBa2Cu3Oy з выкарыстаннем электрахімічнай тэхнікі: доказ металічнага стану n-тыпу. фіз. B 84, 020502 (2011).
Тунг, Р. Т. Фізіка і хімія вышыні бар'ера Шоткі. Дадатак фіз. Лет. 1, 011304 (2014).
Sai-Halasz, GA, Chi, CC, Denenstein, A. & Langenberg, DN Эфекты дынамічнага вонкавага разрыву пары ў звышправодных плёнках. фіз. вялебны літ. 33, 215–219 (1974).
Nieva, G. і інш. Фотоиндуцированное павышэнне звышправоднасці. Дадатак фіз. Лет. 60, 2159–2161 (1992).
Кудзінаў, В. І. і інш. Устойлівая фотаправоднасць у плёнках YBa2Cu3O6+x як метад фоталегавання металічных і звышправодных фаз. фіз. B 14, 9017–9028 (1993).
Манькоўскі Р. і інш. Нелінейная дынаміка рашоткі як аснова для павышэння звышправоднасці ў YBa2Cu3O6.5. Nature 516, 71–74 (2014).
Фаўсці Д. і інш. Святлоіндукаваная звышправоднасць ва ўпарадкаваным паласатым купраты. навука 331, 189–191 (2011).
Эль-Адаві, МК і Аль-Нуаім, І. А. Тэмпературная функцыянальная залежнасць VOC для сонечнай батарэі ў сувязі з яе эфектыўнасцю, новы падыход. Апрасненне 209, 91–96 (2007).
Vernon, SM & Anderson, WA Тэмпературныя эфекты ў крэмніевых сонечных элементах з бар'ерам Шоткі. Дадатак фіз. Лет. 26, 707 (1975).
Katz, EA, Faiman, D. & Tuladhar, SM Тэмпературная залежнасць для параметраў фотаэлектрычнага прылады палімер-фулерэнавых сонечных элементаў ва ўмовах працы. J. Appl. фіз. 90, 5343–5350 (2002).
Гэтая праца была падтрымана Нацыянальным фондам натуральных навук Кітая (грант № 60571063), Фундаментальным даследчым праектам правінцыі Хэнань, Кітай (грант № 122300410231).
FY напісаў тэкст артыкула, а MYH падрыхтаваў узор керамікі YBCO. FY і MYH правялі эксперымент і прааналізавалі вынікі. FGC кіраваў праектам і навуковай інтэрпрэтацыяй дадзеных. Усе аўтары рэцэнзавалі рукапіс.
Гэты твор ліцэнзаваны па міжнароднай ліцэнзіі Creative Commons Attribution 4.0. Выявы або іншыя староннія матэрыялы ў гэтым артыкуле ўключаны ў ліцэнзію Creative Commons артыкула, калі іншае не пазначана ў крэдытнай лініі; калі матэрыял не ўваходзіць у ліцэнзію Creative Commons, карыстальнікам трэба будзе атрымаць дазвол ад уладальніка ліцэнзіі на прайграванне матэрыялу. Каб праглядзець копію гэтай ліцэнзіі, наведайце http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
Ян, Ф., Хан, М. і Чанг, Ф. Паходжанне фотаэлектрычнага эфекту ў звышправоднай кераміцы YBa2Cu3O6.96. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
Адпраўляючы каментар, вы згаджаецеся выконваць нашы Умовы і Правілы супольнасці. Калі вы выявіце што-небудзь абразлівае або што не адпавядае нашым умовам або рэкамендацыям, пазначце гэта як недапушчальнае.
Час публікацыі: 22 красавіка 2020 г