Děkujeme, že jste navštívili nature.com. Používáte verzi prohlížeče s omezenou podporou CSS. Chcete-li získat co nejlepší zkušenosti, doporučujeme používat aktuálnější prohlížeč (nebo vypnout režim kompatibility v aplikaci Internet Explorer). Mezitím, abychom zajistili nepřetržitou podporu, zobrazujeme stránky bez stylů a JavaScriptu.
Uvádíme pozoruhodný fotovoltaický efekt v keramice YBa2Cu3O6.96 (YBCO) mezi 50 a 300 K indukovaný osvětlením modrým laserem, který přímo souvisí se supravodivostí YBCO a rozhraním YBCO-kovová elektroda. Když YBCO prochází přechodem ze supravodivého do odporového stavu, dojde k přepólování napětí naprázdno Voc a zkratového proudu Isc. Ukazujeme, že na rozhraní supravodič-normální kov existuje elektrický potenciál, který poskytuje separační sílu pro fotoindukované páry elektron-díra. Tento potenciál rozhraní směřuje z YBCO ke kovové elektrodě, když je YBCO supravodivý, a přepíná na opačný směr, když se YBCO stane nesupravodivým. Původ potenciálu může být snadno spojen s efektem blízkosti na rozhraní kov-supravodič, když je YBCO supravodivý a jeho hodnota se odhaduje na ~10–8 mV při 50 K s intenzitou laseru 502 mW/cm2. Kombinace materiálu typu p YBCO v normálním stavu s materiálem Ag-paste typu n tvoří kvazi-pn přechod, který je zodpovědný za fotovoltaické chování keramiky YBCO při vysokých teplotách. Naše zjištění mohou připravit cestu k novým aplikacím foton-elektronických zařízení a vrhnout další světlo na efekt blízkosti na rozhraní supravodič-kov.
Foto-indukované napětí ve vysokoteplotních supravodičech bylo hlášeno na počátku 90. let 20. století a od té doby bylo intenzivně zkoumáno, ale jeho povaha a mechanismus zůstávají nejasné1,2,3,4,5. Zejména tenké vrstvy YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8 jsou intenzivně studovány ve formě fotovoltaického (PV) článku díky jeho nastavitelné energetické mezeře9,10,11,12,13. Vysoká odolnost substrátu však vždy vede k nízké konverzní účinnosti zařízení a maskuje primární PV vlastnosti YBCO8. Zde uvádíme pozoruhodný fotovoltaický efekt indukovaný modrým laserovým (λ = 450 nm) osvětlením v keramice YBa2Cu3O6.96 (YBCO) mezi 50 a 300 K (Tc ~ 90 K). Ukazujeme, že PV efekt přímo souvisí se supravodivostí YBCO a povahou rozhraní YBCO-kovová elektroda. Když YBCO prochází přechodem ze supravodivé fáze do odporového stavu, dojde k přepólování napětí naprázdno Voc a zkratového proudu Isc. Předpokládá se, že na rozhraní supravodič-normální kov existuje elektrický potenciál, který poskytuje separační sílu pro fotoindukované páry elektron-díra. Tento potenciál rozhraní směřuje z YBCO ke kovové elektrodě, když je YBCO supravodivý, a přepíná do opačného směru, když se vzorek stane nesupravodivým. Původ potenciálu může být přirozeně spojen s efektem blízkosti14,15,16,17 na rozhraní kov-supravodič, když je YBCO supravodivý a jeho hodnota se odhaduje na ~10−8 mV při 50 K s intenzitou laseru 502 mW /cm2. Kombinace materiálu typu p YBCO v normálním stavu s pastou typu n z materiálu Ag s největší pravděpodobností tvoří kvazi-pn přechod, který je zodpovědný za chování PV YBCO keramiky při vysokých teplotách. Naše pozorování vrhá další světlo na původ PV efektu ve vysokoteplotní supravodivé keramice YBCO a připravuje cestu pro jeho aplikaci v optoelektronických zařízeních, jako je rychlý pasivní detektor světla atd.
Obrázek 1a–c ukazuje, že IV charakteristiky keramického vzorku YBCO při 50 K. Bez osvětlení světlem zůstává napětí na vzorku nulové s měnícím se proudem, jak lze očekávat od supravodivého materiálu. Zjevný fotovoltaický efekt se objeví, když je laserový paprsek nasměrován na katodu (obr. 1a): IV křivky rovnoběžné s osou I se pohybují dolů se zvyšující se intenzitou laseru. Je zřejmé, že i bez proudu existuje záporné fotoindukované napětí (často nazývané napětí naprázdno Voc). Nulový sklon IV křivky ukazuje, že vzorek je při laserovém osvětlení stále supravodivý.
(a–c) a 300 K (e–g). Hodnoty V(I) byly získány rozmítáním proudu od -10 mA do +10 mA ve vakuu. Kvůli přehlednosti je uvedena pouze část experimentálních dat. a, Charakteristiky proudového napětí YBCO měřené laserovým bodem umístěným na katodě (i). Všechny IV křivky jsou vodorovné přímky indikující, že vzorek je stále supravodivý při ozařování laserem. Křivka se pohybuje dolů se zvyšující se intenzitou laseru, což naznačuje, že mezi dvěma napěťovými vodiči existuje záporný potenciál (Voc) i při nulovém proudu. IV křivky zůstávají nezměněny, když je laser nasměrován do středu vzorku při etheru 50 K (b) nebo 300 K (f). Vodorovná čára se pohybuje nahoru, když je anoda osvětlena (c). Schematický model přechodu kov-supravodič při 50 K je znázorněn na d. Proudově-napěťové charakteristiky normálního stavu YBCO při 300 K měřené laserovým paprskem namířeným na katodu a anodu jsou uvedeny v e resp. Na rozdíl od výsledků při 50 K ukazuje nenulový sklon přímek, že YBCO je v normálním stavu; hodnoty Voc se mění s intenzitou světla v opačném směru, což ukazuje na jiný mechanismus separace náboje. Možná struktura rozhraní při 300 K je znázorněna v hj Skutečný obrázek vzorku s vývody.
Na kyslík bohatý YBCO v supravodivém stavu může absorbovat téměř celé spektrum slunečního světla díky své velmi malé energetické mezeře (Eg) 9,10, čímž vytváří páry elektron-díra (e–h). Pro vytvoření napětí naprázdno Voc absorpcí fotonů je nutné prostorově oddělit fotogenerované eh páry, než dojde k rekombinaci18. Záporný Voc vzhledem ke katodě a anodě, jak je naznačeno na obr. li, naznačuje, že na rozhraní kov-supravodič existuje elektrický potenciál, který zametá elektrony k anodě a otvory ke katodě. Pokud je tomu tak, měl by také existovat potenciál směřující ze supravodiče ke kovové elektrodě na anodě. V důsledku toho by bylo dosaženo pozitivního Voc, pokud by byla osvětlena oblast vzorku v blízkosti anody. Kromě toho by nemělo docházet k žádnému fotoindukovanému napětí, když je laserový bod namířen do oblastí daleko od elektrod. Určitě je tomu tak, jak je patrné z obr. 1b,c!.
Když se světelná skvrna pohybuje od katodové elektrody do středu vzorku (asi 1,25 mm od rozhraní), nelze pozorovat žádné variace IV křivek a žádné Voc se zvyšující se intenzitou laseru na maximální dostupnou hodnotu (obr. 1b). . Tento výsledek lze přirozeně připsat omezené životnosti fotoindukovaných nosičů a nedostatku separační síly ve vzorku. Páry elektron-díra mohou být vytvořeny, kdykoli je vzorek osvětlen, ale většina párů e–h bude anihilována a není pozorován žádný fotovoltaický efekt, pokud laserová skvrna dopadne na oblasti daleko od kterékoli z elektrod. Pohybem laserového bodu k anodovým elektrodám se IV křivky rovnoběžné s osou I posouvají nahoru se zvyšující se intenzitou laseru (obr. 1c). Podobné vestavěné elektrické pole existuje ve spojení kov-supravodič na anodě. Kovová elektroda se však tentokrát připojí ke kladnému svodu testovacího systému. Otvory vytvořené laserem jsou tlačeny k anodovému vývodu a tak je pozorován kladný Voc. Zde prezentované výsledky poskytují silný důkaz, že skutečně existuje potenciál rozhraní směřující ze supravodiče ke kovové elektrodě.
Fotovoltaický efekt v keramice YBa2Cu3O6.96 při 300 K je znázorněn na obr. 1e–g. Bez světelného osvětlení je IV křivka vzorku přímka protínající počátek. Tato přímka se pohybuje vzhůru rovnoběžně s původní s rostoucí intenzitou laseru ozařujícího vývody katody (obr. 1e). Pro fotovoltaické zařízení existují dva limitující případy zájmu. Zkratový stav nastane, když V = 0. Proud se v tomto případě označuje jako zkratový proud (Isc). Druhým omezujícím případem je stav otevřeného obvodu (Voc), který nastane, když je R→∞ nebo proud nulový. Obrázek 1e jasně ukazuje, že Voc je pozitivní a zvyšuje se s rostoucí intenzitou světla, na rozdíl od výsledku získaného při 50 K; zatímco u záporného Isc je pozorováno zvýšení velikosti s osvětlením světla, což je typické chování normálních solárních článků.
Podobně, když je laserový paprsek namířen do oblastí daleko od elektrod, je křivka V(I) nezávislá na intenzitě laseru a nedochází k žádnému fotovoltaickému efektu (obr. 1f). Podobně jako při měření při 50 K se IV křivky pohybují v opačném směru, jak je ozařována anodová elektroda (obr. 1g). Všechny tyto výsledky získané pro tento pastový systém YBCO-Ag při 300 K s laserem ozařovaným v různých polohách vzorku jsou v souladu s potenciálem rozhraní opačným k potenciálu pozorovanému při 50 K.
Většina elektronů kondenzuje v Cooperových párech v supravodivém YBCO pod teplotou přechodu Tc. Zatímco v kovové elektrodě, všechny elektrony zůstávají v singulární formě. V blízkosti rozhraní kov-supravodič je velký gradient hustoty jak pro singulární elektrony, tak pro Cooperovy páry. Singulární elektrony s majoritním nosičem v kovovém materiálu budou difundovat do oblasti supravodiče, zatímco Cooperovy páry s majoritním nosičem v oblasti YBCO budou difundovat do oblasti kovu. Jak Cooperovy páry nesoucí více nábojů a mající větší pohyblivost než singulární elektrony difundují z YBCO do kovové oblasti, zanechávají kladně nabité atomy, což vede k elektrickému poli v oblasti vesmírného náboje. Směr tohoto elektrického pole je znázorněn na schématu obr. 1d. Dopadající fotonové osvětlení v blízkosti oblasti prostorového náboje může vytvořit páry eh, které budou odděleny a vytlačeny, čímž vznikne fotoproud v opačném směru předpětí. Jakmile se elektrony dostanou ze zabudovaného elektrického pole, zkondenzují se do párů a bez odporu proudí k druhé elektrodě. V tomto případě je Voc opačná k předem nastavené polaritě a zobrazuje zápornou hodnotu, když laserový paprsek míří do oblasti kolem záporné elektrody. Z hodnoty Voc lze odhadnout potenciál na rozhraní: vzdálenost mezi dvěma napěťovými vodiči d je ~5 × 10−3 m, tloušťka rozhraní kov-supravodič di, by měla být řádově stejná. jako koherenční délka supravodiče YBCO (~1 nm)19,20 vezměte hodnotu Voc = 0,03 mV, potenciál Vms při rozhraní kov-supravodič je vyhodnoceno jako ~10−11 V při 50 K s intenzitou laseru 502 mW/cm2 pomocí rovnice,
Zde chceme zdůraznit, že fotoindukované napětí nelze vysvětlit fototermickým efektem. Experimentálně bylo zjištěno, že Seebeckův koeficient supravodiče YBCO je Ss = 021. Seebeckův koeficient pro měděné olověné dráty je v rozsahu SCu = 0,34–1,15 μV/K3. Teplota měděného drátu v laserovém bodu může být zvýšena o malé množství 0,06 K s maximální intenzitou laseru dostupnou při 50 K. To by mohlo vytvořit termoelektrický potenciál 6,9 × 10-8 V, což je o tři řády menší než Voc získaný na obr. 1 (a). Je zřejmé, že termoelektrický efekt je příliš malý na to, aby vysvětlil výsledky experimentu. Ve skutečnosti by změny teploty způsobené laserovým zářením zmizely za méně než jednu minutu, takže příspěvek tepelného efektu lze bezpečně ignorovat.
Tento fotovoltaický efekt YBCO při pokojové teplotě odhaluje, že je zde zapojen jiný mechanismus separace náboje. Supravodivý YBCO v normálním stavu je materiál typu p s otvory jako nosič náboje22,23, zatímco kovová Ag-pasta má vlastnosti materiálu typu n. Podobně jako u pn přechodů vytvoří difúze elektronů ve stříbrné pastě a dírách v keramice YBCO vnitřní elektrické pole směřující na keramiku YBCO na rozhraní (obr. 1h). Je to toto vnitřní pole, které poskytuje separační sílu a vede ke kladnému Voc a zápornému Isc pro pastový systém YBCO-Ag při pokojové teplotě, jak je znázorněno na obr. 1e. Alternativně by Ag-YBCO mohl tvořit Schottkyho přechod typu p, který také vede k potenciálu rozhraní se stejnou polaritou jako ve výše uvedeném modelu24.
Pro zkoumání podrobného procesu vývoje fotovoltaických vlastností během supravodivého přechodu YBCO byly měřeny IV křivky vzorku při 80 K s vybranými intenzitami laseru osvětlujícího katodovou elektrodu (obr. 2). Bez laserového ozařování se napětí na vzorku udržuje na nule bez ohledu na proud, což indikuje supravodivý stav vzorku při 80 K (obr. 2a). Podobně jako u dat získaných při 50 K se IV křivky rovnoběžné s osou I posouvají dolů se zvyšující se intenzitou laseru, dokud není dosaženo kritické hodnoty Pc. Nad touto kritickou intenzitou laseru (Pc) supravodič prochází přechodem ze supravodivé fáze do fáze odporové; napětí se začne zvyšovat s proudem kvůli výskytu odporu v supravodiči. V důsledku toho se IV křivka začíná protínat s osou I a osou V, což vede nejprve k zápornému Voc a kladnému Isc. Nyní se vzorek zdá být ve speciálním stavu, ve kterém je polarita Voc a Isc extrémně citlivá na intenzitu světla; s velmi malým nárůstem intenzity světla se Isc převádí z kladné na zápornou a Voc z záporné na kladnou hodnotu, přičemž prochází počátkem (vysoká citlivost fotovoltaických vlastností, zejména hodnota Isc, na světelné osvětlení je jasněji vidět na obr. 2b). Při nejvyšší dostupné intenzitě laseru mají být IV křivky vzájemně rovnoběžné, což znamená normální stav vzorku YBCO.
Střed laserového bodu je umístěn kolem katodových elektrod (viz obr. 1i). a, IV křivky YBCO ozařované různou intenzitou laseru. b (nahoře), Závislost intenzity laseru na napětí naprázdno Voc a zkratovém proudu Isc. Hodnoty Isc nelze získat při nízké intenzitě světla (< 110 mW/cm2), protože IV křivky jsou rovnoběžné s osou I, když je vzorek v supravodivém stavu. b (dole), diferenciální odpor jako funkce intenzity laseru.
Závislost laserové intenzity Voc a Isc při 80 K je znázorněna na obr. 2b (nahoře). Fotovoltaické vlastnosti lze diskutovat ve třech oblastech intenzity světla. První oblast je mezi 0 a Pc, ve které je YBCO supravodivé, Voc je záporné a klesá (absolutní hodnota roste) s intenzitou světla a dosahuje minima při Pc. Druhá oblast je od Pc k další kritické intenzitě P0, ve které se Voc zvyšuje, zatímco Isc klesá s rostoucí intenzitou světla a obě dosahují nuly při P0. Třetí oblast je nad P0, dokud není dosaženo normálního stavu YBCO. Ačkoli se Voc i Isc mění s intenzitou světla stejným způsobem jako v oblasti 2, mají opačnou polaritu nad kritickou intenzitou P0. Význam P0 spočívá v tom, že nedochází k žádnému fotovoltaickému efektu a mechanismus separace náboje se v tomto konkrétním bodě kvalitativně mění. Vzorek YBCO se v tomto rozsahu intenzity světla stává nesupravodivým, ale normálního stavu, kterého ještě nebylo dosaženo.
Je zřejmé, že fotovoltaické charakteristiky systému úzce souvisí se supravodivostí YBCO a jeho supravodivým přechodem. Rozdílový odpor, dV/dI, YBCO je znázorněn na obr. 2b (dole) jako funkce intenzity laseru. Jak již bylo zmíněno, vestavěný elektrický potenciál v rozhraní je způsoben difúzními body Cooperova páru ze supravodiče do kovu. Podobně jako při 50 K se fotovoltaický efekt zvyšuje s rostoucí intenzitou laseru z 0 na Pc. Když intenzita laseru dosáhne hodnoty mírně nad Pc, IV křivka se začne naklánět a začne se objevovat odpor vzorku, ale polarita potenciálu rozhraní se zatím nezmění. Vliv optické excitace na supravodivost byl zkoumán ve viditelné nebo blízké IR oblasti. Zatímco základním procesem je rozbití Cooperových párů a zničení supravodivosti25,26, v některých případech lze přechod supravodivosti zlepšit27,28,29, lze dokonce indukovat nové fáze supravodivosti30. Absenci supravodivosti na Pc lze připsat fotoindukovanému rozbití páru. V bodě P0 se potenciál na rozhraní stává nulovým, což ukazuje, že hustota náboje na obou stranách rozhraní dosahuje stejné úrovně při této konkrétní intenzitě osvětlení světla. Další zvýšení intenzity laseru má za následek zničení více Cooperových párů a YBCO se postupně přemění zpět na materiál typu p. Místo difúze elektronu a Cooperova páru je nyní vlastnost rozhraní určena difúzí elektronů a děr, což vede k přepólování elektrického pole na rozhraní a následně ke kladnému Voc (srov. obr.1d,h). Při velmi vysoké intenzitě laseru se diferenciální odpor YBCO saturuje na hodnotu odpovídající normálnímu stavu a Voc i Isc mají tendenci se lineárně měnit s intenzitou laseru (obr. 2b). Toto pozorování odhaluje, že laserové ozařování v normálním stavu YBCO již nezmění jeho měrný odpor a vlastnost rozhraní supravodič-kov, ale pouze zvýší koncentraci párů elektron-díra.
Pro zkoumání vlivu teploty na fotovoltaické vlastnosti byl systém kov-supravodič ozářen na katodě modrým laserem o intenzitě 502 mW/cm2. IV křivky získané při vybraných teplotách mezi 50 a 300 K jsou uvedeny na obr. 3a. Napětí naprázdno Voc, zkratový proud Isc a diferenciální odpor lze získat z těchto IV křivek a jsou znázorněny na obr. 3b. Bez osvětlení procházejí všechny IV křivky měřené při různých teplotách počátkem podle očekávání (vložený obrázek 3a). IV charakteristiky se drasticky mění s rostoucí teplotou, když je systém osvětlen relativně silným laserovým paprskem (502 mW/cm2). Při nízkých teplotách jsou IV křivky přímky rovnoběžné s osou I se zápornými hodnotami Voc. Tato křivka se s rostoucí teplotou posouvá nahoru a postupně přechází do přímky s nenulovým sklonem při kritické teplotě Tcp (obr. 3a (nahoře)). Zdá se, že všechny IV charakteristické křivky rotují kolem bodu ve třetím kvadrantu. Voc se zvyšuje ze záporné hodnoty na kladnou, zatímco Isc klesá z kladné na zápornou hodnotu. Nad původní teplotou supravodivého přechodu Tc YBCO se IV křivka mění s teplotou poněkud odlišně (dole na obr. 3a). Nejprve se střed rotace IV křivek přesune do prvního kvadrantu. Za druhé, Voc stále klesá a Isc se zvyšuje s rostoucí teplotou (horní část obr. 3b). Za třetí, sklon IV křivek se zvyšuje lineárně s teplotou, což má za následek kladný teplotní koeficient odporu pro YBCO (dolní část obr. 3b).
Teplotní závislost fotovoltaických charakteristik pro pastový systém YBCO-Ag při laserovém osvětlení 502 mW/cm2.
Střed laserového bodu je umístěn kolem katodových elektrod (viz obr. 1i). a, IV křivky získané od 50 do 90 K (nahoře) a od 100 do 300 K (dole) s teplotním přírůstkem o 5 K a 20 K, v tomto pořadí. Vložka a vykazuje IV charakteristiky při několika teplotách ve tmě. Všechny křivky protínají počáteční bod. b, napětí naprázdno Voc a zkratový proud Isc (nahoře) a rozdílový odpor, dV/dI, YBCO (dole) jako funkce teploty. Teplota supravodivého přechodu s nulovým odporem Tcp není uvedena, protože je příliš blízko Tc0.
Z obr. 3b lze rozpoznat tři kritické teploty: Tcp, nad kterou se YBCO stává nesupravodivým; Tc0, při které se Voc i Isc stávají nulou a Tc, původní počáteční supravodivá přechodová teplota YBCO bez laserového ozařování. Pod Tcp ~ 55 K je laserem ozářený YBCO v supravodivém stavu s relativně vysokou koncentrací Cooperových párů. Účinkem laserového ozařování je snížení supravodivé přechodové teploty s nulovým odporem z 89 K na ~55 K (dolní část obr. 3b) snížením koncentrace Cooperova páru navíc k produkci fotovoltaického napětí a proudu. Rostoucí teplota také rozkládá Cooperovy páry, což vede k nižšímu potenciálu v rozhraní. V důsledku toho se absolutní hodnota Voc sníží, i když je aplikována stejná intenzita laserového osvětlení. Potenciál rozhraní se bude s dalším zvyšováním teploty zmenšovat a při Tc0 dosahuje nuly. V tomto speciálním bodě nedochází k žádnému fotovoltaickému efektu, protože zde není žádné vnitřní pole, které by oddělilo fotoindukované páry elektron-díra. Nad touto kritickou teplotou dochází k přepólování potenciálu, protože hustota volného náboje v Ag pastě je větší než v YBCO, který se postupně přenáší zpět na materiál typu p. Zde chceme zdůraznit, že přepólování Voc a Isc nastává ihned po přechodu supravodivého supravodivého nulového odporu, bez ohledu na příčinu přechodu. Toto pozorování poprvé jasně odhaluje korelaci mezi supravodivostí a fotovoltaickými efekty spojenými s potenciálem rozhraní kov-supravodič. Povaha tohoto potenciálu na rozhraní supravodič-normální kov je předmětem výzkumu již několik desetiletí, ale stále existuje mnoho otázek, které čekají na zodpovězení. Měření fotovoltaického jevu se může ukázat jako účinná metoda pro zkoumání detailů (jako je jeho síla a polarita atd.) tohoto důležitého potenciálu, a tím vrhnout světlo na vysokoteplotní supravodivý proximitní efekt.
Další zvýšení teploty z Tc0 na Tc vede k menší koncentraci Cooperových párů a ke zvýšení potenciálu rozhraní a následně k většímu Voc. Při Tc se koncentrace Cooperova páru stane nulovou a zabudovaný potenciál na rozhraní dosáhne maxima, což má za následek maximální Voc a minimální Isc. Rychlý nárůst Voc a Isc (absolutní hodnota) v tomto teplotním rozsahu odpovídá supravodivému přechodu, který je rozšířen z ΔT ~ 3 K na ~34 K ozářením laserem o intenzitě 502 mW/cm2 (obr. 3b). V normálních stavech nad Tc napětí naprázdno Voc klesá s teplotou (horní část obr. 3b), podobně jako lineární chování Voc pro normální solární články založené na pn přechodech31,32,33. Ačkoli rychlost změny Voc s teplotou (−dVoc/dT), která silně závisí na intenzitě laseru, je mnohem menší než u normálních solárních článků, teplotní koeficient Voc pro YBCO-Ag přechod má stejný řád velikosti jako u normálních solárních článků. solárních článků. Svodový proud pn přechodu pro normální zařízení se solárními články se zvyšuje s rostoucí teplotou, což vede ke snížení Voc s rostoucí teplotou. Lineární IV křivky pozorované pro tento Ag-supravodičový systém, zaprvé kvůli velmi malému potenciálu rozhraní a zadruhé spojení obou heteropřechodů zády k sobě, znesnadňují stanovení svodového proudu. Nicméně se zdá velmi pravděpodobné, že stejná teplotní závislost svodového proudu je zodpovědná za chování Voc pozorované v našem experimentu. Podle definice je Isc proud potřebný k vytvoření záporného napětí pro kompenzaci Voc, takže celkové napětí je nulové. S rostoucí teplotou se Voc zmenšuje, takže k vytvoření záporného napětí je potřeba méně proudu. Dále odpor YBCO roste lineárně s teplotou nad Tc (dole na obr. 3b), což také přispívá k menší absolutní hodnotě Isc při vysokých teplotách.
Všimněte si, že výsledky uvedené na obr. 2 a 3 jsou získány laserovým ozařováním v oblasti kolem katodových elektrod. Měření byla také opakována s laserovým bodem umístěným na anodě a byly pozorovány podobné IV charakteristiky a fotovoltaické vlastnosti kromě toho, že polarita Voc a Isc byla v tomto případě obrácena. Všechny tyto údaje vedou k mechanismu pro fotovoltaický efekt, který úzce souvisí s rozhraním supravodič-kov.
Stručně řečeno, IV charakteristiky laserem ozařovaného supravodivého systému YBCO-Ag pasty byly měřeny jako funkce teploty a intenzity laseru. Pozoruhodný fotovoltaický efekt byl pozorován v teplotním rozsahu od 50 do 300 K. Bylo zjištěno, že fotovoltaické vlastnosti silně korelují se supravodivostí keramiky YBCO. K přepólování Voc a Isc dochází ihned po fotoindukovaném supravodivém přechodu na nesupravodivý. Teplotní závislost Voc a Isc měřená při fixní intenzitě laseru také ukazuje zřetelné přepólování při kritické teplotě, nad kterou se vzorek stává odporovým. Umístěním laserové skvrny do jiné části vzorku ukazujeme, že na rozhraní existuje elektrický potenciál, který poskytuje separační sílu pro foto-indukované páry elektron-díra. Tento potenciál rozhraní směřuje z YBCO ke kovové elektrodě, když je YBCO supravodivý, a přepíná na opačný směr, když se vzorek stane nesupravodivým. Původ potenciálu může být přirozeně spojen s efektem blízkosti na rozhraní kov-supravodič, když je YBCO supravodivý a odhaduje se na ~10-8 mV při 50 K s intenzitou laseru 502 mW/cm2. Kontakt materiálu YBCO typu p v normálním stavu s pastou materiálu typu n Ag vytváří kvazi-pn přechod, který je zodpovědný za fotovoltaické chování keramiky YBCO při vysokých teplotách. Výše uvedená pozorování vrhají světlo na PV efekt ve vysokoteplotní supravodivé keramice YBCO a dláždí cestu k novým aplikacím v optoelektronických zařízeních, jako je rychlý pasivní detektor světla a detektor jednoho fotonu.
Experimenty s fotovoltaickým efektem byly provedeny na keramickém vzorku YBCO o tloušťce 0,52 mm a obdélníkovém tvaru 8,64 × 2,26 mm2 a osvětleném modrým laserem s kontinuální vlnou (λ = 450 nm) s velikostí laserové skvrny o poloměru 1,25 mm. Použití objemového vzorku namísto tenkého filmu nám umožňuje studovat fotovoltaické vlastnosti supravodiče, aniž bychom se museli zabývat komplexním vlivem substrátu6,7. Navíc by sypký materiál mohl být vhodný pro jeho jednoduchý postup přípravy a relativně nízkou cenu. Měděné vodiče jsou na YBCO vzorku spojeny stříbrnou pastou tvořící čtyři kruhové elektrody o průměru asi 1 mm. Vzdálenost mezi dvěma napěťovými elektrodami je asi 5 mm. IV charakteristiky vzorku byly měřeny pomocí vibračního vzorkového magnetometru (VersaLab, Quantum Design) s okénkem z křemenného krystalu. K získání IV křivek byla použita standardní čtyřdrátová metoda. Vzájemné polohy elektrod a laserové skvrny jsou znázorněny na obr. 1i.
Jak citovat tento článek: Yang, F. et al. Vznik fotovoltaického jevu v supravodivé keramice YBa2Cu3O6.96. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG & Testardi, LR Symetrie-zakázaná laserem indukovaná napětí v YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 41, 11564-11567 (1990).
Kwok, HS, Zheng, JP & Dong, SY Původ anomálního fotovoltaického signálu v Y-Ba-Cu-O. Phys. Rev. B 43, 6270-6272 (1991).
Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR & Wang, GW Měření laserem indukovaných napětí supravodivého Bi-Sr-Ca-Cu-O. Phys. Rev. B 46, 5773-5776 (1992).
Tate, KL, a kol. Přechodná laserem indukovaná napětí ve filmech YBa2Cu3O7-x při pokojové teplotě. J. Appl. Phys. 67, 4375-4376 (1990).
Kwok, HS & Zheng, JP Anomální fotovoltaická odezva v YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 46, 3692-3695 (1992).
Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. & Hiroi, Z. Vstřikování fotogenerovaného nosiče děr do YBa2Cu3O7-x v oxidové heterostruktuře. Appl. Phys. Lett. 85, 2950-2952 (2004).
Asakura, D. a kol. Fotoemisní studie tenkých vrstev YBa2Cu3Oy pod světelným osvětlením. Phys. Rev. Lett. 93, 247006 (2004).
Yang, F. a kol. Fotovoltaický efekt heteropřechodu YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb žíhané při různém parciálním tlaku kyslíku. Mater. Lett. 130, 51–53 (2014).
Aminov, BA a kol. Struktura se dvěma mezerami v monokrystalech Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. J. Supercond. 7, 361-365 (1994).
Kabanov, VV, Demsar, J., Podobnik, B. & Mihailovic, D. Dynamika kvazičásticové relaxace v supravodičích s různými strukturami mezer: Teorie a experimenty na YBa2Cu3O7-δ . Phys. Rev. B 59, 1497-1506 (1999).
Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ & Shen, BG Usměrňující vlastnosti heteropřechodu YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb. Appl. Phys. Lett. 87, 222 501 (2005).
Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL & Tanner, DB Excitonická absorpce a supravodivost v YBa2Cu3O7-δ . Phys. Rev. Lett. 59, 919-922 (1987).
Yu, G., Heeger, AJ & Stucky, G. Přechodná fotoindukovaná vodivost v polovodičových monokrystalech YBa2Cu3O6.3: hledání fotoindukovaného kovového stavu a fotoindukované supravodivosti. Solid State Commun. 72, 345-349 (1989).
McMillan, WL Model tunelování supravodivého proximitního jevu. Phys. 175, 537-542 (1968).
Guéron, S. a kol. Supravodivý efekt přiblížení sondovaný na mezoskopické délkové stupnici. Phys. Rev. Lett. 77, 3025-3028 (1996).
Annunziata, G. & Manske, D. Jev blízkosti s necentrosymetrickými supravodiči. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM a kol. Silný supravodivý proximitní efekt v hybridních strukturách Pb-Bi2Te3. Sci. Rep. 2, 339 (2012).
Chapin, DM, Fuller, CS & Pearson, GL Nový křemíkový pn přechodový fotočlánek pro přeměnu slunečního záření na elektrickou energii. J. App. Phys. 25, 676-677 (1954).
Tomimoto, K. Účinky nečistot na délku supravodivé koherence v monokrystalech YBa2Cu3O6.9 dotovaných Zn nebo Ni. Phys. Rev. B 60, 114-117 (1999).
Ando, Y. & Segawa, K. Magnetorezistence untwinned monokrystalů YBa2Cu3Oy v širokém rozsahu dopingu: anomální závislost dopingové díry na délce koherence. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).
Obertelli, SD & Cooper, JR Systematika v termoelektrické energii oxidů s vysokým T. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).
Sugai, S. a kol. Posun hybnosti koherentního píku a fononového módu LO v supravodičích typu p s vysokým Tc. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).
Nojima, T. a kol. Redukce děr a akumulace elektronů v tenkých vrstvách YBa2Cu3Oy pomocí elektrochemické techniky: Důkaz pro kovový stav typu n. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).
Tung, RT Fyzika a chemie výšky Schottkyho bariéry. Appl. Phys. Lett. 1, 011304 (2014).
Sai-Halasz, GA, Chi, CC, Denenstein, A. & Langenberg, DN Účinky dynamického vnějšího rozbíjení párů v supravodivých filmech. Phys. Rev. Lett. 33, 215-219 (1974).
Nieva, G. a kol. Fotoindukované zvýšení supravodivosti. Appl. Phys. Lett. 60, 2159-2161 (1992).
Kudinov, VI a kol. Perzistentní fotovodivost ve filmech YBa2Cu3O6+x jako metoda fotodopování směrem ke kovovým a supravodivým fázím. Phys. Rev. B 14, 9017-9028 (1993).
Mankowsky, R. a kol. Nelineární mřížková dynamika jako základ pro zvýšenou supravodivost v YBa2Cu3O6.5. Příroda 516, 71–74 (2014).
Fausti, D. a kol. Světlem indukovaná supravodivost v proužkově uspořádaném kuprátu. Science 331, 189–191 (2011).
El-Adawi, MK & Al-Nuaim, IA Teplotní funkční závislost VOC pro solární článek ve vztahu k jeho účinnosti nový přístup. Odsolování 209, 91–96 (2007).
Vernon, SM & Anderson, WA Teplotní efekty v Schottkyho bariérových křemíkových solárních článcích. Appl. Phys. Lett. 26, 707 (1975).
Katz, EA, Faiman, D. & Tuladhar, SM Teplotní závislost parametrů fotovoltaických zařízení polymer-fullerenových solárních článků za provozních podmínek. J. Appl. Phys. 90, 5343-5350 (2002).
Tato práce byla podpořena National Natural Science Foundation of China (Grant č. 60571063), Fundamental Research Projects of Henan Province, China (Grant č. 122300410231).
FY napsal text příspěvku a MYH připravil keramický vzorek YBCO. FY a MYH provedly experiment a analyzovaly výsledky. FGC vedla projekt a vědeckou interpretaci dat. Všichni autoři rukopis recenzovali.
Tato práce podléhá licenci Creative Commons Attribution 4.0 International License. Obrázky nebo jiný materiál třetích stran v tomto článku jsou zahrnuty v licenci Creative Commons k článku, pokud není v kreditní hranici uvedeno jinak; pokud materiál není zahrnut pod licencí Creative Commons, uživatelé budou muset získat povolení od držitele licence k reprodukci materiálu. Chcete-li zobrazit kopii této licence, navštivte http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
Yang, F., Han, M. & Chang, F. Vznik fotovoltaického jevu v supravodivé keramice YBa2Cu3O6.96. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
Odesláním komentáře souhlasíte s tím, že budete dodržovat naše Podmínky a Pokyny pro komunitu. Pokud najdete něco urážlivého nebo co není v souladu s našimi podmínkami nebo pokyny, označte to jako nevhodné.
Čas odeslání: 22. dubna 2020