Благодарим ви, че посетихте nature.com. Използвате версия на браузър с ограничена поддръжка на CSS. За да получите най-доброто изживяване, ви препоръчваме да използвате по-актуален браузър (или да изключите режима на съвместимост в Internet Explorer). Междувременно, за да осигурим непрекъсната поддръжка, ние показваме сайта без стилове и JavaScript.
Ние съобщаваме за забележителен фотоволтаичен ефект в YBa2Cu3O6.96 (YBCO) керамика между 50 и 300 K, индуциран от синьо лазерно осветление, което е пряко свързано със свръхпроводимостта на YBCO и интерфейса YBCO-метален електрод. Има обръщане на полярността за напрежението на отворена верига Voc и тока на късо съединение Isc, когато YBCO претърпява преход от свръхпроводящо към резистивно състояние. Ние показваме, че съществува електрически потенциал в интерфейса свръхпроводник-нормален метал, който осигурява силата на разделяне на фото-индуцираните двойки електрон-дупка. Този интерфейсен потенциал се насочва от YBCO към металния електрод, когато YBCO е свръхпроводящ и превключва в обратната посока, когато YBCO стане несвръхпроводим. Произходът на потенциала може лесно да се свърже с ефекта на близост при интерфейса метал-свръхпроводник, когато YBCO е свръхпроводящ и неговата стойност се оценява на ~ 10–8 mV при 50 K с лазерен интензитет от 502 mW/cm2. Комбинацията от p-тип материал YBCO в нормално състояние с n-тип материал Ag-паста образува квази-pn преход, който е отговорен за фотоволтаичното поведение на YBCO керамиката при високи температури. Нашите открития могат да проправят пътя към нови приложения на фотонно-електронни устройства и да хвърлят допълнителна светлина върху ефекта на близост в интерфейса свръхпроводник-метал.
Фотоиндуцираното напрежение във високотемпературни свръхпроводници е докладвано в началото на 90-те години на миналия век и оттогава е широко изследвано, но природата и механизмът му остават неуредени1,2,3,4,5. YBa2Cu3O7-δ (YBCO) тънки слоеве6,7,8, по-специално, се изследват интензивно под формата на фотоволтаична (PV) клетка поради нейната регулируема енергийна междина9,10,11,12,13. Въпреки това, високата устойчивост на субстрата винаги води до ниска ефективност на преобразуване на устройството и маскира първичните PV свойства на YBCO8. Тук съобщаваме за забележителен фотоволтаичен ефект, предизвикан от синьо лазерно (λ = 450 nm) осветление в YBa2Cu3O6.96 (YBCO) керамика между 50 и 300 K (Tc ~ 90 K). Ние показваме, че PV ефектът е пряко свързан със свръхпроводимостта на YBCO и естеството на интерфейса YBCO-метален електрод. Има обръщане на полярността за напрежението на отворена верига Voc и тока на късо съединение Isc, когато YBCO претърпява преход от свръхпроводяща фаза към резистивно състояние. Предполага се, че съществува електрически потенциал в интерфейса свръхпроводник-нормален метал, който осигурява силата на разделяне на фото-индуцираните двойки електрон-дупка. Този интерфейсен потенциал се насочва от YBCO към металния електрод, когато YBCO е свръхпроводящ и превключва в обратната посока, когато пробата стане несвръхпроводима. Произходът на потенциала може естествено да бъде свързан с ефекта на близост 14, 15, 16, 17 в интерфейса метал-свръхпроводник, когато YBCO е свръхпроводящ и неговата стойност се оценява на ~ 10−8 mV при 50 K с лазерен интензитет от 502 mW /cm2. Комбинацията от p-тип материал YBCO в нормално състояние с n-тип материал Ag-паста образува, най-вероятно, квази-pn преход, който е отговорен за PV поведението на YBCO керамиката при високи температури. Нашите наблюдения хвърлят допълнителна светлина върху произхода на фотоволтаичния ефект във високотемпературната свръхпроводяща YBCO керамика и проправят пътя за нейното приложение в оптоелектронни устройства като бърз пасивен светлинен детектор и др.
Фигура 1a-c показва, че IV характеристиките на YBCO керамична проба при 50 K. Без светлинно осветление, напрежението в пробата остава на нула с променящ се ток, както може да се очаква от свръхпроводящ материал. Очевиден фотоволтаичен ефект се появява, когато лазерният лъч е насочен към катода (фиг. 1а): IV кривите, успоредни на оста I, се движат надолу с увеличаване на лазерния интензитет. Очевидно е, че има отрицателно фотоиндуцирано напрежение дори без никакъв ток (често наричано напрежение на отворена верига Voc). Нулевият наклон на IV кривата показва, че пробата все още е свръхпроводяща при лазерно осветление.
(a–c) и 300 K (e–g). Стойностите на V(I) бяха получени чрез преместване на тока от -10 mA до +10 mA във вакуум. За по-голяма яснота са представени само част от експерименталните данни. a, Характеристики на ток-напрежение на YBCO, измерени с лазерно петно, разположено на катода (i). Всички IV криви са хоризонтални прави линии, което показва, че пробата е все още свръхпроводяща с лазерно облъчване. Кривата се движи надолу с увеличаване на интензитета на лазера, което показва, че съществува отрицателен потенциал (Voc) между двата проводника за напрежение дори при нулев ток. IV кривите остават непроменени, когато лазерът е насочен към центъра на пробата при етер 50 K (b) или 300 K (f). Хоризонталната линия се движи нагоре, когато анодът е осветен (c). Схематичен модел на преход метал-свръхпроводник при 50 K е показан в d. Характеристиките ток-напрежение на нормално състояние YBCO при 300 K, измерени с лазерен лъч, насочен към катода и анода, са дадени съответно в e и g. За разлика от резултатите при 50 K, ненулевият наклон на правите линии показва, че YBCO е в нормално състояние; стойностите на Voc варират с интензитета на светлината в обратна посока, което показва различен механизъм за разделяне на заряда. Възможна интерфейсна структура при 300 K е изобразена в hj Реалната картина на пробата с проводници.
Богатият на кислород YBCO в свръхпроводящо състояние може да абсорбира почти пълния спектър от слънчева светлина поради много малката си енергийна празнина (Напр.) 9, 10, като по този начин създава двойки електрон-дупка (e-h). За да се произведе напрежение на отворена верига Voc чрез абсорбция на фотони, е необходимо пространствено да се разделят фото-генерирани eh двойки, преди да настъпи рекомбинация18. Отрицателният Voc, по отношение на катода и анода, както е показано на Фиг. 1i, предполага, че съществува електрически потенциал през интерфейса метал-свръхпроводник, който пренася електроните към анода и дупките към катода. Ако случаят е такъв, трябва също да има потенциал, насочен от свръхпроводника към металния електрод на анода. Следователно, положителен Voc ще се получи, ако областта на пробата близо до анода бъде осветена. Освен това не трябва да има фотоиндуцирани напрежения, когато лазерното петно е насочено към области, далеч от електродите. Това със сигурност е така, както може да се види от Фиг. 1b,c!.
Когато светлинното петно се движи от катодния електрод към центъра на пробата (около 1,25 mm отделно от интерфейсите), не могат да се наблюдават вариации на IV кривите и Voc с увеличаване на лазерния интензитет до максималната налична стойност (фиг. 1b) . Естествено, този резултат може да се припише на ограничения живот на фото-индуцираните носители и липсата на сила на разделяне в пробата. Двойки електрон-дупка могат да бъдат създадени винаги, когато пробата е осветена, но повечето от двойките e–h ще бъдат унищожени и не се наблюдава фотоволтаичен ефект, ако лазерното петно попадне върху области, далеч от някой от електродите. Премествайки лазерното петно към анодните електроди, IV кривите, успоредни на оста I, се движат нагоре с увеличаване на лазерния интензитет (фиг. 1c). Подобно вградено електрическо поле съществува в прехода метал-свръхпроводник на анода. Този път обаче металният електрод се свързва към положителния проводник на тестовата система. Дупките, произведени от лазера, се избутват към анодния проводник и по този начин се наблюдава положителен Voc. Резултатите, представени тук, предоставят убедителни доказателства, че наистина съществува интерфейсен потенциал, насочен от свръхпроводника към металния електрод.
Фотоволтаичният ефект в YBa2Cu3O6.96 керамика при 300 K е показан на Фиг. 1e–g. Без светлинно осветление IV кривата на пробата е права линия, пресичаща началото. Тази права линия се движи нагоре успоредно на първоначалната с нарастващ лазерен интензитет, облъчващ катодните проводници (фиг. 1e). Има два ограничаващи случая на интерес за фотоволтаично устройство. Състоянието на късо съединение възниква, когато V = 0. Токът в този случай се нарича ток на късо съединение (Isc). Вторият ограничаващ случай е състоянието на отворена верига (Voc), което възниква, когато R→∞ или токът е нула. Фигура 1e ясно показва, че Voc е положителен и се увеличава с увеличаване на интензитета на светлината, за разлика от резултата, получен при 50 K; докато отрицателният Isc се наблюдава да нараства по величина със светлинно осветление, типично поведение на нормалните слънчеви клетки.
По същия начин, когато лазерният лъч е насочен към зони, далеч от електродите, кривата V(I) е независима от интензитета на лазера и не се появява фотоволтаичен ефект (фиг. 1f). Подобно на измерването при 50 K, IV кривите се преместват в обратна посока, когато анодният електрод се облъчва (фиг. 1g). Всички тези резултати, получени за тази YBCO-Ag паста система при 300 K с лазерно облъчване на различни позиции на пробата, са в съответствие с интерфейсен потенциал, противоположен на този, наблюдаван при 50 K.
Повечето от електроните се кондензират в двойки Купър в свръхпроводящ YBCO под неговата температура на преход Tc. Докато са в металния електрод, всички електрони остават в единствена форма. Има голям градиент на плътност както за сингулярни електрони, така и за двойки Купър в близост до границата метал-свръхпроводник. Единичните електрони с мажоритарен носител в металния материал ще дифундират в областта на свръхпроводника, докато двойките Купър с мажоритарен носител в YBCO региона ще дифундират в металния регион. Тъй като двойки на Купър, носещи повече заряди и имащи по-голяма подвижност от единични електрони, дифундират от YBCO в метална област, положително заредените атоми остават назад, което води до електрическо поле в областта на пространствения заряд. Посоката на това електрическо поле е показана на схематичната диаграма Фиг. 1d. Инцидентното фотонно осветяване в близост до областта на пространствения заряд може да създаде eh двойки, които ще бъдат разделени и изметени, произвеждайки фототок в посока на обратно отклонение. Веднага след като електроните излязат от вграденото електрическо поле, те се кондензират в двойки и преминават към другия електрод без съпротивление. В този случай Voc е противоположен на предварително зададения поляритет и показва отрицателна стойност, когато лазерният лъч сочи към зоната около отрицателния електрод. От стойността на Voc може да се оцени потенциалът през интерфейса: разстоянието между двата проводника на напрежението d е ~5 × 10−3 m, дебелината на интерфейса метал-свръхпроводник, di, трябва да бъде от същия порядък като кохерентна дължина на YBCO свръхпроводник (~1 nm)19,20 вземете стойността на Voc = 0,03 mV, потенциалът Vms при интерфейсът метал-свръхпроводник се оценява на ~10−11 V при 50 K с лазерен интензитет от 502 mW/cm2, като се използва уравнението,
Тук искаме да подчертаем, че фотоиндуцираното напрежение не може да се обясни с фототермичен ефект. Експериментално е установено, че коефициентът на Seebeck на свръхпроводника YBCO е Ss = 021. Коефициентът на Seebeck за медни оловни проводници е в диапазона SCu = 0,34–1,15 μV/K3. Температурата на медната жица в лазерното петно може да се повиши с малко количество от 0,06 K с максимален лазерен интензитет, наличен при 50 K. Това може да произведе термоелектричен потенциал от 6,9 × 10−8 V, което е с три порядъка по-малък от Voc, получен на фиг. 1 (а). Очевидно е, че термоелектричният ефект е твърде малък, за да обясни експерименталните резултати. Всъщност температурната промяна, дължаща се на лазерно облъчване, ще изчезне за по-малко от една минута, така че приносът на топлинния ефект може безопасно да се игнорира.
Този фотоволтаичен ефект на YBCO при стайна температура разкрива, че тук е включен различен механизъм за разделяне на заряда. Свръхпроводящият YBCO в нормално състояние е p-тип материал с дупки като носител на заряд 22, 23, докато металната Ag-паста има характеристики на n-тип материал. Подобно на pn преходите, дифузията на електрони в сребърната паста и дупките в YBCO керамиката ще образуват вътрешно електрическо поле, насочено към YBCO керамиката на интерфейса (фиг. 1h). Именно това вътрешно поле осигурява силата на разделяне и води до положителен Voc и отрицателен Isc за системата YBCO-Ag паста при стайна температура, както е показано на Фиг. 1e. Алтернативно, Ag-YBCO може да образува p-тип връзка на Шотки, което също води до интерфейсен потенциал със същата полярност, както в модела, представен по-горе24.
За да се изследва подробният процес на еволюция на фотоволтаичните свойства по време на свръхпроводящ преход на YBCO, IV кривите на пробата при 80 K бяха измерени с избрани лазерни интензитети, осветяващи катодния електрод (фиг. 2). Без лазерно облъчване напрежението в пробата се запазва на нула независимо от тока, което показва свръхпроводящото състояние на пробата при 80 K (фиг. 2а). Подобно на данните, получени при 50 K, IV кривите, успоредни на оста I, се движат надолу с увеличаване на лазерния интензитет, докато се достигне критична стойност Pc. Над този критичен лазерен интензитет (Pc), свръхпроводникът претърпява преход от свръхпроводяща фаза към резистивна фаза; напрежението започва да нараства с тока поради появата на съпротивление в свръхпроводника. В резултат на това IV кривата започва да се пресича с I-ос и V-ос, което води до отрицателен Voc и положителен Isc в началото. Сега пробата изглежда е в специално състояние, в което полярността на Voc и Isc е изключително чувствителна към интензитета на светлината; с много малко увеличение на интензитета на светлината Isc се преобразува от положителна в отрицателна и Voc от отрицателна в положителна стойност, преминавайки началото (високата чувствителност на фотоволтаичните свойства, особено стойността на Isc, към светлинното осветление може да се види по-ясно на фиг. 2б). При най-високия наличен лазерен интензитет IV кривите се стремят да бъдат успоредни една на друга, което означава нормалното състояние на YBCO пробата.
Центърът на лазерното петно е разположен около катодните електроди (виж Фиг. 1i). a, IV криви на YBCO, облъчени с различни лазерни интензитети. b (отгоре), Зависимост на лазерния интензитет на напрежението на отворена верига Voc и тока на късо съединение Isc. Стойностите Isc не могат да бъдат получени при нисък интензитет на светлината (< 110 mW/cm2), тъй като IV кривите са успоредни на I-ос, когато пробата е в свръхпроводящо състояние. b (отдолу), диференциално съпротивление като функция на лазерния интензитет.
Зависимостта на лазерния интензитет на Voc и Isc при 80 K е показана на Фиг. 2b (отгоре). Фотоволтаичните свойства могат да бъдат обсъдени в три области на интензитет на светлината. Първият регион е между 0 и Pc, в който YBCO е свръхпроводящ, Voc е отрицателен и намалява (абсолютната стойност нараства) с интензитета на светлината и достига минимум при Pc. Вторият регион е от Pc до друг критичен интензитет P0, в който Voc се увеличава, докато Isc намалява с увеличаване на интензитета на светлината и двете достигат нула при P0. Третата област е над P0 до достигане на нормалното състояние на YBCO. Въпреки че и Voc, и Isc варират с интензитета на светлината по същия начин, както в регион 2, те имат противоположна полярност над критичния интензитет P0. Значението на P0 се състои в това, че няма фотоволтаичен ефект и механизмът за разделяне на заряда се променя качествено в тази конкретна точка. Пробата YBCO става не-свръхпроводяща в този диапазон на интензитет на светлината, но нормалното състояние все още не е достигнато.
Ясно е, че фотоволтаичните характеристики на системата са тясно свързани със свръхпроводимостта на YBCO и неговия свръхпроводящ преход. Диференциалното съпротивление, dV/dI, на YBCO е показано на Фиг. 2b (отдолу) като функция на лазерния интензитет. Както бе споменато по-горе, вграденият електрически потенциал в интерфейса, дължащ се на точките на дифузия на двойка Купър от свръхпроводника към метала. Подобно на наблюдаваното при 50 K, фотоволтаичният ефект се засилва с увеличаване на лазерния интензитет от 0 до Pc. Когато лазерният интензитет достигне стойност малко над Pc, IV кривата започва да се накланя и съпротивлението на пробата започва да се появява, но полярността на интерфейсния потенциал все още не е променена. Ефектът от оптичното възбуждане върху свръхпроводимостта е изследван във видимата или близката инфрачервена област. Докато основният процес е да се разрушат двойките на Купър и да се унищожи свръхпроводимостта 25, 26, в някои случаи преходът на свръхпроводимост може да бъде подобрен 27, 28, 29, дори могат да бъдат индуцирани нови фази на свръхпроводимост 30. Липсата на свръхпроводимост при Pc може да се припише на фотоиндуцираното разрушаване на двойката. В точката P0 потенциалът през интерфейса става нула, което показва, че плътността на заряда от двете страни на интерфейса достига същото ниво при този конкретен интензитет на светлинно осветление. По-нататъшното увеличаване на лазерния интензитет води до унищожаване на повече двойки на Купър и YBCO постепенно се трансформира обратно в материал от p-тип. Вместо дифузия на двойки електрони и Купър, характеристиката на интерфейса сега се определя от дифузия на електрони и дупки, което води до обръщане на полярността на електрическото поле в интерфейса и следователно положителен Voc (сравнете Фиг.1d,h). При много висок лазерен интензитет, диференциалното съпротивление на YBCO се насища до стойност, съответстваща на нормалното състояние и както Voc, така и Isc са склонни да варират линейно с лазерния интензитет (фиг. 2b). Това наблюдение разкрива, че лазерното облъчване в нормално състояние YBCO вече няма да промени неговото съпротивление и характеристиката на интерфейса свръхпроводник-метал, а само ще увеличи концентрацията на двойките електрон-дупка.
За да се изследва влиянието на температурата върху фотоволтаичните свойства, системата метал-свръхпроводник беше облъчена на катода със син лазер с интензитет 502 mW/cm2. IV кривите, получени при избрани температури между 50 и 300 К, са дадени на Фиг. 3а. След това напрежението на отворена верига Voc, токът на късо съединение Isc и диференциалното съпротивление могат да бъдат получени от тези IV криви и са показани на Фиг. 3b. Без светлинно осветление, всички IV криви, измерени при различни температури, преминават началото, както се очаква (вмъкване на Фиг. 3а). IV характеристиките се променят драстично с повишаване на температурата, когато системата е осветена от относително силен лазерен лъч (502 mW/cm2). При ниски температури IV кривите са прави линии, успоредни на оста I с отрицателни стойности на Voc. Тази крива се движи нагоре с повишаване на температурата и постепенно се превръща в линия с ненулев наклон при критична температура Tcp (фиг. 3а (отгоре)). Изглежда, че всички IV характеристични криви се въртят около точка в третия квадрант. Voc се увеличава от отрицателна стойност до положителна, докато Isc намалява от положителна до отрицателна стойност. Над първоначалната температура на свръхпроводящ преход Tc на YBCO, IV кривата се променя по-скоро различно с температурата (долната част на Фигура 3а). Първо, центърът на въртене на IV кривите се премества в първия квадрант. Второ, Voc продължава да намалява и Isc се увеличава с повишаване на температурата (горната част на Фиг. 3b). Трето, наклонът на IV кривите се увеличава линейно с температурата, което води до положителен температурен коефициент на съпротивление за YBCO (долната част на Фиг. 3b).
Температурна зависимост на фотоволтаичните характеристики за система YBCO-Ag паста при 502 mW/cm2 лазерно осветление.
Центърът на лазерното петно е разположен около катодните електроди (виж Фиг. 1i). a, IV криви, получени от 50 до 90 K (отгоре) и от 100 до 300 K (отдолу) с температурно увеличение от 5 K и 20 K, съответно. Вмъкване a показва IV характеристики при няколко температури на тъмно. Всички криви пресичат началната точка. b, напрежение на отворена верига Voc и ток на късо съединение Isc (отгоре) и диференциалното съпротивление, dV/dI, на YBCO (отдолу) като функция от температурата. Температурата на свръхпроводящ преход с нулево съпротивление Tcp не е дадена, защото е твърде близка до Tc0.
Три критични температури могат да бъдат разпознати от Фиг. 3b: Tcp, над която YBCO става не-свръхпроводим; Tc0, при което Voc и Isc стават нула и Tc, първоначалната начална свръхпроводяща температура на преход на YBCO без лазерно облъчване. Под Tcp ~ 55 K, лазерно облъченият YBCO е в свръхпроводящо състояние с относително висока концентрация на двойки Cooper. Ефектът от лазерното облъчване е да намали температурата на свръхпроводящ преход с нулево съпротивление от 89 K до ~55 K (долната част на Фиг. 3b) чрез намаляване на концентрацията на двойката на Cooper в допълнение към производството на фотоволтаично напрежение и ток. Повишаването на температурата също разрушава двойките Cooper, което води до по-нисък потенциал в интерфейса. Следователно абсолютната стойност на Voc ще стане по-малка, въпреки че се прилага същият интензитет на лазерно осветяване. Потенциалът на интерфейса ще става все по-малък и по-малък с по-нататъшно повишаване на температурата и достига нула при Tc0. В тази специална точка няма фотоволтаичен ефект, защото няма вътрешно поле, което да разделя фотоиндуцираните двойки електрон-дупка. Обръщане на полярността на потенциала възниква над тази критична температура, тъй като плътността на свободния заряд в Ag пастата е по-голяма от тази в YBCO, която постепенно се прехвърля обратно към p-тип материал. Тук искаме да подчертаем, че обръщането на полярността на Voc и Isc се случва веднага след свръхпроводящия преход с нулево съпротивление, независимо от причината за прехода. Това наблюдение разкрива ясно, за първи път, корелацията между свръхпроводимостта и фотоволтаичните ефекти, свързани с потенциала на интерфейса метал-свръхпроводник. Естеството на този потенциал в интерфейса свръхпроводник-нормален метал е фокус на изследванията през последните няколко десетилетия, но има много въпроси, които все още чакат отговор. Измерването на фотоволтаичния ефект може да се окаже ефективен метод за изследване на детайлите (като неговата сила и полярност и т.н.) на този важен потенциал и следователно да хвърли светлина върху високотемпературния свръхпроводящ ефект на близост.
По-нататъшното повишаване на температурата от Tc0 до Tc води до по-малка концентрация на двойки Cooper и повишаване на потенциала на интерфейса и следователно по-голям Voc. При Tc концентрацията на двойката на Купър става нула и вграденият потенциал на интерфейса достига максимум, което води до максимум Voc и минимум Isc. Бързото нарастване на Voc и Isc (абсолютна стойност) в този температурен диапазон съответства на свръхпроводящия преход, който се разширява от ΔT ~ 3 K до ~ 34 K чрез лазерно облъчване с интензитет 502 mW/cm2 (фиг. 3b). В нормалните състояния над Tc напрежението на отворена верига Voc намалява с температурата (горната част на фиг. 3b), подобно на линейното поведение на Voc за нормални слънчеви клетки, базирани на pn преходи 31,32,33. Въпреки че скоростта на промяна на Voc с температура (−dVoc/dT), която зависи силно от лазерния интензитет, е много по-малка от тази на нормалните слънчеви клетки, температурният коефициент на Voc за YBCO-Ag прехода има същия порядък на величина като този на слънчевите клетки. Токът на утечка на pn преход за нормално устройство със слънчеви клетки се увеличава с повишаване на температурата, което води до намаляване на Voc с повишаване на температурата. Линейните IV криви, наблюдавани за тази Ag-свръхпроводникова система, поради първо много малкия интерфейсен потенциал и второ, свързването гръб към гръб на двете хетеропреходи, затруднява определянето на тока на утечка. Въпреки това изглежда много вероятно същата температурна зависимост на тока на утечка да е отговорна за поведението на Voc, наблюдавано в нашия експеримент. Съгласно дефиницията Isc е токът, необходим за получаване на отрицателно напрежение за компенсиране на Voc, така че общото напрежение да е нула. С повишаването на температурата Voc става по-малък, така че е необходим по-малко ток за получаване на отрицателно напрежение. Освен това съпротивлението на YBCO нараства линейно с температура над Tc (долната част на Фиг. 3b), което също допринася за по-малката абсолютна стойност на Isc при високи температури.
Забележете, че резултатите, дадени на фигури 2, 3, са получени чрез лазерно облъчване в областта около катодните електроди. Измерванията също са повторени с лазерно петно, позиционирано на анода и са наблюдавани подобни IV характеристики и фотоволтаични свойства, с изключение на това, че полярността на Voc и Isc е обърната в този случай. Всички тези данни водят до механизъм за фотоволтаичния ефект, който е тясно свързан с интерфейса свръхпроводник-метал.
В обобщение, IV характеристиките на лазерно облъчена свръхпроводяща система YBCO-Ag паста са измерени като функции на температурата и лазерния интензитет. Забележителен фотоволтаичен ефект е наблюдаван в температурния диапазон от 50 до 300 K. Установено е, че фотоволтаичните свойства корелират силно със свръхпроводимостта на YBCO керамиката. Обръщане на полярността на Voc и Isc се случва веднага след фотоиндуцирания преход от свръхпроводящо към несвръхпроводящо състояние. Температурната зависимост на Voc и Isc, измерена при фиксиран лазерен интензитет, показва също отчетливо обръщане на полярността при критична температура, над която пробата става резистивна. Чрез локализиране на лазерното петно в различна част от пробата, ние показваме, че съществува електрически потенциал през интерфейса, който осигурява силата на разделяне за фото-индуцираните двойки електрон-дупка. Този интерфейсен потенциал се насочва от YBCO към металния електрод, когато YBCO е свръхпроводящ и превключва в обратната посока, когато пробата стане несвръхпроводима. Произходът на потенциала може естествено да бъде свързан с ефекта на близост при интерфейса метал-свръхпроводник, когато YBCO е свръхпроводящ и се оценява на ~ 10−8 mV при 50 K с лазерен интензитет от 502 mW/cm2. Контактът на p-тип материал YBCO в нормално състояние с n-тип материал Ag-паста образува квази-pn преход, който е отговорен за фотоволтаичното поведение на YBCO керамиката при високи температури. Горните наблюдения хвърлят светлина върху PV ефекта във високотемпературната свръхпроводяща YBCO керамика и проправят пътя към нови приложения в оптоелектронни устройства като бърз пасивен светлинен детектор и единичен фотонен детектор.
Експериментите с фотоволтаичния ефект бяха проведени върху керамична проба YBCO с дебелина 0, 52 mm и правоъгълна форма 8, 64 × 2, 26 mm2 и осветени от синьо-лазер с непрекъсната вълна (λ = 450 nm) с размер на лазерното петно от 1, 25 mm в радиус. Използването на обемна, а не тънкослойна проба ни позволява да изследваме фотоволтаичните свойства на свръхпроводника, без да се налага да се справяме със сложното влияние на субстрата 6,7. Освен това, насипният материал може да бъде благоприятен за своята проста процедура за приготвяне и относително ниска цена. Медните проводници са свързани върху пробата YBCO със сребърна паста, образувайки четири кръгли електрода с диаметър около 1 mm. Разстоянието между двата напреженови електрода е около 5 mm. IV характеристиките на пробата бяха измерени с помощта на магнитометър за вибрационна проба (VersaLab, Quantum Design) с прозорец от кварцов кристал. За получаване на IV кривите беше използван стандартен четирижилен метод. Относителните позиции на електродите и лазерното петно са показани на Фиг. 1i.
Как да цитирам тази статия: Yang, F. et al. Произход на фотоволтаичния ефект в свръхпроводяща YBa2Cu3O6.96 керамика. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG & Testardi, LR Забранени от симетрия лазерно индуцирани напрежения в YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).
Kwok, HS, Zheng, JP & Dong, SY Произход на аномалния фотоволтаичен сигнал в Y-Ba-Cu-O. Phys. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).
Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR & Wang, GW Измерване на лазерно индуцирани напрежения на свръхпроводящи Bi-Sr-Ca-Cu-O. Phys. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).
Tate, KL, et al. Преходни лазерно индуцирани напрежения във филми при стайна температура на YBa2Cu3O7-x. J. Appl. Phys. 67, 4375–4376 (1990).
Kwok, HS & Zheng, JP Аномален фотоволтаичен отговор в YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).
Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. & Hiroi, Z. Инжектиране на носител на фотогенерирани дупки в YBa2Cu3O7−x в оксидна хетероструктура. Приложение Phys. Lett. 85, 2950–2952 (2004).
Asakura, D. et al. Фотоемисионно изследване на тънки слоеве YBa2Cu3Oy при светлинно осветление. Phys. преп. Лет. 93, 247006 (2004).
Yang, F. et al. Фотоволтаичен ефект на YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb хетеропреход, закален при различно парциално налягане на кислорода. Матер. Lett. 130, 51–53 (2014).
Аминов, Б. А. и др. Двупроцепна структура в монокристали Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. J. Supercond. 7, 361–365 (1994).
Кабанов, В. В., Демсар, Дж., Подобник, Б. и Михайлович, Д. Динамика на релаксация на квазичастиците в свръхпроводници с различни структури на празнини: теория и експерименти върху YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).
Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ & Shen, BG Коригиращи свойства на YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb хетеропреход. Приложение Phys. Lett. 87, 222501 (2005).
Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL & Tanner, DB Екситонна абсорбция и свръхпроводимост в YBa2Cu3O7-δ. Phys. преп. Лет. 59, 919–922 (1987).
Yu, G., Heeger, AJ & Stucky, G. Преходна фотоиндуцирана проводимост в полупроводникови монокристали на YBa2Cu3O6.3: търсене на фотоиндуцирано метално състояние и фотоиндуцирана свръхпроводимост. Solid State Commun. 72, 345–349 (1989).
McMillan, WL Тунелен модел на свръхпроводящия ефект на близост. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).
Guéron, S. et al. Свръхпроводящ ефект на близост, изследван на мезоскопска скала на дължина. Phys. преп. Лет. 77, 3025–3028 (1996).
Annunziata, G. & Manske, D. Ефект на близост с нецентросиметрични свръхпроводници. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM и др. Силен свръхпроводящ ефект на близост в Pb-Bi2Te3 хибридни структури. Sci. Rep. 2, 339 (2012).
Chapin, DM, Fuller, CS & Pearson, GL Нова силициева pn преходна фотоклетка за преобразуване на слънчевата радиация в електрическа енергия. J. App. Phys. 25, 676–677 (1954).
Tomimoto, K. Ефекти на примеси върху дължината на свръхпроводяща кохерентност в монокристали YBa2Cu3O6.9, легирани с Zn или Ni. Phys. Rev. B 60, 114–117 (1999).
Ando, Y. & Segawa, K. Магнитосъпротивление на неудвоени монокристали YBa2Cu3Oy в широк диапазон на допиране: аномална зависимост на дупка-допинг на кохерентната дължина. Phys. преп. Лет. 88, 167005 (2002).
Obertelli, SD & Cooper, JR Систематика в термоелектрическата мощност на високо-Т, оксиди. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).
Sugai, S. et al. Зависимо от плътността на носителя изместване на импулса на кохерентния пик и LO фононния режим в р-тип свръхпроводници с висок Tc. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).
Nojima, T. et al. Намаляване на дупките и натрупване на електрони в YBa2Cu3Oy тънки филми с помощта на електрохимична техника: Доказателство за n-тип метално състояние. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).
Tung, RT Физиката и химията на височината на бариерата на Шотки. Приложение Phys. Lett. 1, 011304 (2014).
Sai-Halasz, GA, Chi, CC, Denenstein, A. & Langenberg, DN Ефекти от динамично външно разкъсване на двойки в свръхпроводящи филми. Phys. преп. Лет. 33, 215–219 (1974).
Ниева, Г. и др. Фотоиндуцирано усилване на свръхпроводимостта. Приложение Phys. Lett. 60, 2159–2161 (1992).
Кудинов, В. И. и др. Устойчива фотопроводимост в YBa2Cu3O6+x филми като метод за фотодопинг към метални и свръхпроводящи фази. Phys. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).
Mankowsky, R. et al. Нелинейната динамика на решетката като основа за повишена свръхпроводимост в YBa2Cu3O6.5. Nature 516, 71–74 (2014).
Fausti, D. et al. Индуцирана от светлина свръхпроводимост в ивично подреден купрат. Наука 331, 189–191 (2011).
El-Adawi, MK & Al-Nuaim, IA Температурната функционална зависимост на VOC за слънчева клетка във връзка с нейната ефективност нов подход. Обезсоляване 209, 91–96 (2007).
Vernon, SM & Anderson, WA Температурни ефекти в силициеви соларни клетки с бариера на Шотки. Приложение Phys. Lett. 26, 707 (1975).
Katz, EA, Faiman, D. & Tuladhar, SM Температурна зависимост за параметрите на фотоволтаичното устройство на полимер-фулеренови слънчеви клетки при работни условия. J. Appl. Phys. 90, 5343–5350 (2002).
Тази работа е подкрепена от Националната природонаучна фондация на Китай (Грант № 60571063), Фундаменталните изследователски проекти на провинция Хенан, Китай (Грант № 122300410231).
FY написа текста на статията, а MYH подготви пробата от керамика YBCO. FY и MYH извършиха експеримента и анализираха резултатите. FGC ръководи проекта и научното тълкуване на данните. Всички автори прегледаха ръкописа.
Това произведение е лицензирано под международен лиценз Creative Commons Attribution 4.0. Изображенията или други материали на трети страни в тази статия са включени в лиценза Creative Commons на статията, освен ако не е посочено друго в кредитната линия; ако материалът не е включен под лиценза Creative Commons, потребителите ще трябва да получат разрешение от притежателя на лиценза за възпроизвеждане на материала. За да видите копие на този лиценз, посетете http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
Yang, F., Han, M. & Chang, F. Произход на фотоволтаичния ефект в свръхпроводяща YBa2Cu3O6.96 керамика. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
С изпращането на коментар вие се съгласявате да спазвате нашите Условия и Правила на общността. Ако откриете нещо злоупотребяващо или несъответстващо на нашите условия или указания, моля, маркирайте го като неподходящо.
Време на публикуване: 22 април 2020 г