Vielen Dank für Ihren Besuch auf nature.com. Sie verwenden eine Browserversion mit eingeschränkter CSS-Unterstützung. Um das beste Erlebnis zu erzielen, empfehlen wir Ihnen, einen aktuelleren Browser zu verwenden (oder den Kompatibilitätsmodus im Internet Explorer zu deaktivieren). Um weiterhin Support zu gewährleisten, zeigen wir die Website in der Zwischenzeit ohne Stile und JavaScript an.
Wir berichten über einen bemerkenswerten photovoltaischen Effekt in YBa2Cu3O6.96 (YBCO)-Keramik zwischen 50 und 300 K, der durch blaue Laserbeleuchtung induziert wird und in direktem Zusammenhang mit der Supraleitung von YBCO und der Grenzfläche zwischen YBCO und metallischer Elektrode steht. Es kommt zu einer Polaritätsumkehr der Leerlaufspannung Voc und des Kurzschlussstroms Isc, wenn YBCO vom supraleitenden in den ohmschen Zustand übergeht. Wir zeigen, dass an der Grenzfläche zwischen Supraleiter und normalem Metall ein elektrisches Potenzial besteht, das die Trennkraft für die fotoinduzierten Elektron-Loch-Paare bereitstellt. Dieses Grenzflächenpotential leitet von YBCO zur Metallelektrode, wenn YBCO supraleitend ist, und wechselt in die entgegengesetzte Richtung, wenn YBCO nicht supraleitend wird. Der Ursprung des Potentials kann leicht mit dem Proximity-Effekt an der Metall-Supraleiter-Grenzfläche in Verbindung gebracht werden, wenn YBCO supraleitend ist, und sein Wert wird auf ~10–8 mV bei 50 K mit einer Laserintensität von 502 mW/cm2 geschätzt. Die Kombination eines p-Typ-Materials YBCO im Normalzustand mit einer n-Typ-Material-Ag-Paste bildet einen Quasi-pn-Übergang, der für das photovoltaische Verhalten von YBCO-Keramik bei hohen Temperaturen verantwortlich ist. Unsere Erkenntnisse könnten den Weg für neue Anwendungen photonenelektronischer Geräte ebnen und weiteres Licht auf den Proximity-Effekt an der Supraleiter-Metall-Grenzfläche werfen.
Über fotoinduzierte Spannung in Hochtemperatursupraleitern wurde bereits Anfang der 1990er Jahre berichtet und sie wird seitdem umfassend untersucht, doch ihre Natur und ihr Mechanismus sind noch ungeklärt1,2,3,4,5. Insbesondere YBa2Cu3O7-δ (YBCO)-Dünnfilme6,7,8 werden aufgrund ihrer einstellbaren Energielücke in Form von Photovoltaikzellen (PV) intensiv untersucht9,10,11,12,13. Ein hoher Widerstand des Substrats führt jedoch immer zu einer geringen Umwandlungseffizienz des Geräts und maskiert die primären PV-Eigenschaften von YBCO8. Hier berichten wir über einen bemerkenswerten photovoltaischen Effekt, der durch Beleuchtung mit blauem Laser (λ = 450 nm) in YBa2Cu3O6.96 (YBCO)-Keramik zwischen 50 und 300 K (Tc ~ 90 K) induziert wird. Wir zeigen, dass der PV-Effekt in direktem Zusammenhang mit der Supraleitung von YBCO und der Art der Grenzfläche zwischen YBCO und metallischer Elektrode steht. Es kommt zu einer Polaritätsumkehr der Leerlaufspannung Voc und des Kurzschlussstroms Isc, wenn YBCO einen Übergang von der supraleitenden Phase in einen Widerstandszustand durchläuft. Es wird angenommen, dass an der Grenzfläche zwischen Supraleiter und normalem Metall ein elektrisches Potenzial besteht, das die Trennkraft für die fotoinduzierten Elektron-Loch-Paare bereitstellt. Dieses Grenzflächenpotential leitet von YBCO zur Metallelektrode, wenn YBCO supraleitend ist, und wechselt in die entgegengesetzte Richtung, wenn die Probe nicht supraleitend wird. Der Ursprung des Potentials kann natürlich mit dem Proximity-Effekt14,15,16,17 an der Metall-Supraleiter-Grenzfläche zusammenhängen, wenn YBCO supraleitend ist, und sein Wert wird auf ~10−8 mV bei 50 K und einer Laserintensität von 502 mW geschätzt /cm2. Die Kombination eines p-Typ-Materials YBCO im Normalzustand mit einer n-Typ-Material-Ag-Paste bildet höchstwahrscheinlich einen Quasi-pn-Übergang, der für das PV-Verhalten von YBCO-Keramik bei hohen Temperaturen verantwortlich ist. Unsere Beobachtungen werfen weiteres Licht auf den Ursprung des PV-Effekts in hochtemperatursupraleitenden YBCO-Keramiken und ebnen den Weg für seine Anwendung in optoelektronischen Geräten wie schnellen passiven Lichtdetektoren usw.
Abbildung 1a–c zeigt die IV-Eigenschaften der YBCO-Keramikprobe bei 50 K. Ohne Lichtbeleuchtung bleibt die Spannung an der Probe bei wechselndem Strom bei Null, wie man es von einem supraleitenden Material erwarten kann. Ein offensichtlicher photovoltaischer Effekt tritt auf, wenn der Laserstrahl auf die Kathode gerichtet wird (Abb. 1a): Die IV-Kurven parallel zur I-Achse bewegen sich mit zunehmender Laserintensität nach unten. Es ist offensichtlich, dass es auch ohne Strom eine negative fotoinduzierte Spannung gibt (oft als Leerlaufspannung Voc bezeichnet). Die Steigung Null der IV-Kurve zeigt an, dass die Probe unter Laserbeleuchtung immer noch supraleitend ist.
(a–c) und 300 K (e–g). Werte von V(I) wurden durch Durchlaufen des Stroms von –10 mA auf +10 mA im Vakuum erhalten. Aus Gründen der Übersichtlichkeit wird nur ein Teil der experimentellen Daten dargestellt. a, Strom-Spannungs-Kennlinien von YBCO, gemessen mit einem an der Kathode positionierten Laserpunkt (i). Alle IV-Kurven sind horizontale gerade Linien, die darauf hinweisen, dass die Probe bei Laserbestrahlung immer noch supraleitend ist. Die Kurve verläuft mit zunehmender Laserintensität nach unten, was darauf hinweist, dass zwischen den beiden Spannungsleitungen auch bei Nullstrom ein negatives Potenzial (Voc) besteht. Die IV-Kurven bleiben unverändert, wenn der Laser bei Ether 50 K (b) oder 300 K (f) auf die Mitte der Probe gerichtet wird. Die horizontale Linie bewegt sich nach oben, wenn die Anode beleuchtet wird (c). Ein schematisches Modell des Metall-Supraleiter-Übergangs bei 50 K ist in d dargestellt. Die Strom-Spannungs-Kennlinien von YBCO im Normalzustand bei 300 K, gemessen mit einem auf Kathode und Anode gerichteten Laserstrahl, sind in e bzw. g angegeben. Im Gegensatz zu den Ergebnissen bei 50 K deutet eine Steigung der geraden Linien ungleich Null darauf hin, dass sich YBCO im Normalzustand befindet; Die Werte von Voc variieren mit der Lichtintensität in entgegengesetzter Richtung, was auf einen anderen Ladungstrennungsmechanismus hinweist. Eine mögliche Grenzflächenstruktur bei 300 K ist in hj dargestellt. Das reale Bild der Probe mit Anschlüssen.
Sauerstoffreiches YBCO im supraleitenden Zustand kann aufgrund seiner sehr kleinen Energielücke (Eg)9,10 nahezu das gesamte Spektrum des Sonnenlichts absorbieren und dadurch Elektron-Loch-Paare (e–h) erzeugen. Um durch Absorption von Photonen eine Leerlaufspannung Voc zu erzeugen, ist es notwendig, fotogenerierte eh-Paare räumlich zu trennen, bevor die Rekombination erfolgt18. Das negative Voc im Verhältnis zur Kathode und Anode, wie in Abb. 1i dargestellt, lässt darauf schließen, dass an der Metall-Supraleiter-Grenzfläche ein elektrisches Potenzial vorhanden ist, das die Elektronen zur Anode und die Löcher zur Kathode leitet. Wenn dies der Fall ist, sollte auch ein Potenzial vorhanden sein, das vom Supraleiter zur Metallelektrode an der Anode weist. Folglich würde ein positiver Voc erhalten, wenn der Probenbereich in der Nähe der Anode beleuchtet würde. Darüber hinaus sollten keine fotoinduzierten Spannungen auftreten, wenn der Laserpunkt auf Bereiche gerichtet wird, die weit von den Elektroden entfernt sind. Dies ist sicherlich der Fall, wie aus Abb. 1b, c ersichtlich ist!
Wenn sich der Lichtfleck von der Kathodenelektrode in die Mitte der Probe bewegt (etwa 1,25 mm von den Grenzflächen entfernt), kann bei zunehmender Laserintensität bis zum verfügbaren Maximalwert keine Variation der IV-Kurven und kein Voc beobachtet werden (Abb. 1b). . Dieses Ergebnis kann natürlich auf die begrenzte Lebensdauer der photoinduzierten Ladungsträger und die fehlende Trennkraft in der Probe zurückgeführt werden. Elektron-Loch-Paare können immer dann erzeugt werden, wenn die Probe beleuchtet wird, aber die meisten e-h-Paare werden vernichtet und es wird kein photovoltaischer Effekt beobachtet, wenn der Laserpunkt auf Bereiche fällt, die weit von einer der Elektroden entfernt sind. Wenn Sie den Laserpunkt zu den Anodenelektroden bewegen, bewegen sich die IV-Kurven parallel zur I-Achse mit zunehmender Laserintensität nach oben (Abb. 1c). Ein ähnliches eingebautes elektrisches Feld existiert in der Metall-Supraleiter-Verbindung an der Anode. Diesmal wird jedoch die metallische Elektrode mit der positiven Leitung des Testsystems verbunden. Die vom Laser erzeugten Löcher werden zum Anodenanschluss gedrückt und somit wird ein positiver Voc beobachtet. Die hier vorgestellten Ergebnisse liefern starke Beweise dafür, dass tatsächlich ein Grenzflächenpotential existiert, das vom Supraleiter zur Metallelektrode weist.
Der photovoltaische Effekt in YBa2Cu3O6.96-Keramik bei 300 K ist in Abb. 1e–g dargestellt. Ohne Lichtbeleuchtung ist die IV-Kurve der Probe eine gerade Linie, die den Ursprung kreuzt. Diese gerade Linie bewegt sich mit zunehmender Laserintensität, die auf die Kathodenanschlüsse einstrahlt, parallel zur ursprünglichen nach oben (Abb. 1e). Es gibt zwei Grenzfälle, die für ein Photovoltaikgerät von Interesse sind. Der Kurzschlusszustand tritt auf, wenn V = 0. Der Strom wird in diesem Fall als Kurzschlussstrom (Isc) bezeichnet. Der zweite Grenzfall ist der Leerlaufzustand (Voc), der auftritt, wenn R→∞ oder der Strom Null ist. Abbildung 1e zeigt deutlich, dass Voc positiv ist und mit zunehmender Lichtintensität zunimmt, im Gegensatz zu dem bei 50 K erhaltenen Ergebnis; Während beobachtet wird, dass ein negativer Isc bei Lichteinstrahlung an Stärke zunimmt, ein typisches Verhalten normaler Solarzellen.
Wenn der Laserstrahl auf Bereiche gerichtet wird, die weit von den Elektroden entfernt sind, ist die V(I)-Kurve ebenfalls unabhängig von der Laserintensität und es tritt kein photovoltaischer Effekt auf (Abb. 1f). Ähnlich wie bei der Messung bei 50 K verschieben sich die IV-Kurven bei Bestrahlung der Anodenelektrode in die entgegengesetzte Richtung (Abb. 1g). Alle diese Ergebnisse, die für dieses YBCO-Ag-Pastensystem bei 300 K mit Laserbestrahlung an verschiedenen Positionen der Probe erzielt wurden, stimmen mit einem Grenzflächenpotential überein, das dem bei 50 K beobachteten entgegengesetzt ist.
Die meisten Elektronen kondensieren in Cooper-Paaren im supraleitenden YBCO unterhalb seiner Übergangstemperatur Tc. Während sie sich in der Metallelektrode befinden, bleiben alle Elektronen in singulärer Form. In der Nähe der Metall-Supraleiter-Grenzfläche gibt es einen großen Dichtegradienten sowohl für einzelne Elektronen als auch für Cooper-Paare. Singuläre Elektronen mit Mehrheitsträgern im metallischen Material diffundieren in den Supraleiterbereich, wohingegen Cooper-Paare mit Mehrheitsträgern im YBCO-Bereich in den Metallbereich diffundieren. Da Cooper-Paare, die mehr Ladungen tragen und eine größere Beweglichkeit als einzelne Elektronen haben, von YBCO in den metallischen Bereich diffundieren, bleiben positiv geladene Atome zurück, was zu einem elektrischen Feld im Raumladungsbereich führt. Die Richtung dieses elektrischen Feldes ist im schematischen Diagramm Abb. 1d dargestellt. Einfallende Photonenbeleuchtung in der Nähe der Raumladungszone kann eh-Paare erzeugen, die getrennt und herausgespült werden und einen Photostrom in Sperrrichtung erzeugen. Sobald die Elektronen das eingebaute elektrische Feld verlassen, verdichten sie sich zu Paaren und fließen widerstandslos zur anderen Elektrode. In diesem Fall ist Voc entgegengesetzt zur voreingestellten Polarität und zeigt einen negativen Wert an, wenn der Laserstrahl auf den Bereich um die negative Elektrode gerichtet ist. Aus dem Wert von Voc lässt sich das Potenzial an der Grenzfläche abschätzen: Der Abstand zwischen den beiden Spannungsleitungen d beträgt ~5 × 10−3 m, die Dicke der Metall-Supraleiter-Grenzfläche di sollte in der gleichen Größenordnung liegen Da die Kohärenzlänge des YBCO-Supraleiters (~1 nm)19,20 den Wert Voc = 0,03 mV annimmt, wird das Potenzial Vms an der Metall-Supraleiter-Grenzfläche als geschätzt ~10−11 V bei 50 K mit einer Laserintensität von 502 mW/cm2, unter Verwendung der Gleichung:
Wir möchten hier betonen, dass die photoinduzierte Spannung nicht durch den photothermischen Effekt erklärt werden kann. Es wurde experimentell festgestellt, dass der Seebeck-Koeffizient des Supraleiters YBCO Ss = 021 beträgt. Der Seebeck-Koeffizient für Kupferanschlussdrähte liegt im Bereich von SCu = 0,34–1,15 μV/K3. Die Temperatur des Kupferdrahts am Laserpunkt kann um einen kleinen Betrag von 0,06 K erhöht werden, wobei die maximale Laserintensität bei 50 K liegt. Dies könnte ein thermoelektrisches Potential von 6,9 × 10−8 V erzeugen, das drei Größenordnungen kleiner ist als die in Abb. 1 (a) erhaltene Voc. Es ist offensichtlich, dass der thermoelektrische Effekt zu gering ist, um die experimentellen Ergebnisse zu erklären. Tatsächlich würde die Temperaturschwankung aufgrund der Laserbestrahlung in weniger als einer Minute verschwinden, sodass der Beitrag des thermischen Effekts getrost ignoriert werden kann.
Dieser photovoltaische Effekt von YBCO bei Raumtemperatur zeigt, dass hier ein anderer Ladungstrennungsmechanismus beteiligt ist. Supraleitendes YBCO ist im Normalzustand ein p-Typ-Material mit Löchern als Ladungsträger22,23, während metallische Ag-Paste Eigenschaften eines n-Typ-Materials aufweist. Ähnlich wie bei pn-Übergängen erzeugt die Diffusion von Elektronen in der Silberpaste und Löchern in der YBCO-Keramik ein internes elektrisches Feld, das auf die YBCO-Keramik an der Grenzfläche zeigt (Abb. 1h). Es ist dieses interne Feld, das die Trennkraft liefert und zu einem positiven Voc und einem negativen Isc für das YBCO-Ag-Pastensystem bei Raumtemperatur führt, wie in Abb. 1e dargestellt. Alternativ könnte Ag-YBCO einen Schottky-Übergang vom p-Typ bilden, der ebenfalls zu einem Grenzflächenpotential mit derselben Polarität wie im oben dargestellten Modell führt24.
Um den detaillierten Entwicklungsprozess der photovoltaischen Eigenschaften während des supraleitenden Übergangs von YBCO zu untersuchen, wurden IV-Kurven der Probe bei 80 K mit ausgewählten Laserintensitäten gemessen, die die Kathodenelektrode beleuchten (Abb. 2). Ohne Laserbestrahlung bleibt die Spannung an der Probe unabhängig vom Strom bei Null, was auf den supraleitenden Zustand der Probe bei 80 K hinweist (Abb. 2a). Ähnlich wie bei den bei 50 K erhaltenen Daten bewegen sich die IV-Kurven parallel zur I-Achse mit zunehmender Laserintensität nach unten, bis ein kritischer Wert Pc erreicht wird. Oberhalb dieser kritischen Laserintensität (Pc) durchläuft der Supraleiter einen Übergang von einer supraleitenden Phase in eine Widerstandsphase; Aufgrund des Auftretens eines Widerstands im Supraleiter beginnt die Spannung mit dem Strom anzusteigen. Infolgedessen beginnt sich die IV-Kurve mit der I-Achse und der V-Achse zu schneiden, was zunächst zu einem negativen Voc und einem positiven Isc führt. Nun scheint sich die Probe in einem besonderen Zustand zu befinden, in dem die Polarität von Voc und Isc äußerst empfindlich auf die Lichtintensität reagiert; Bei einem sehr geringen Anstieg der Lichtintensität wird Isc von einem positiven in einen negativen und Voc von einem negativen in einen positiven Wert umgewandelt und passiert dabei den Ursprung (die hohe Empfindlichkeit der photovoltaischen Eigenschaften, insbesondere des Werts von Isc, gegenüber Lichteinstrahlung ist in Abb. 2b). Bei der höchsten verfügbaren Laserintensität sollen die IV-Kurven parallel zueinander verlaufen, was den Normalzustand der YBCO-Probe anzeigt.
Das Zentrum des Laserflecks ist um die Kathodenelektroden herum positioniert (siehe Abb. 1i). a, IV-Kurven von YBCO, das mit unterschiedlichen Laserintensitäten bestrahlt wurde. b (oben), Laserintensitätsabhängigkeit der Leerlaufspannung Voc und des Kurzschlussstroms Isc. Die Isc-Werte können bei geringer Lichtintensität (< 110 mW/cm2) nicht ermittelt werden, da die IV-Kurven parallel zur I-Achse verlaufen, wenn sich die Probe im supraleitenden Zustand befindet. b (unten), Differenzwiderstand als Funktion der Laserintensität.
Die Laserintensitätsabhängigkeit von Voc und Isc bei 80 K ist in Abb. 2b (oben) dargestellt. Die photovoltaischen Eigenschaften können in drei Bereichen der Lichtintensität diskutiert werden. Der erste Bereich liegt zwischen 0 und Pc, in dem YBCO supraleitend ist, Voc negativ ist und mit der Lichtintensität abnimmt (der Absolutwert steigt) und bei Pc ein Minimum erreicht. Der zweite Bereich reicht von Pc bis zu einer anderen kritischen Intensität P0, in der Voc mit zunehmender Lichtintensität zunimmt, während Isc abnimmt und beide bei P0 Null erreichen. Der dritte Bereich liegt über P0, bis der Normalzustand von YBCO erreicht ist. Obwohl sowohl Voc als auch Isc auf die gleiche Weise wie in Region 2 mit der Lichtintensität variieren, haben sie oberhalb der kritischen Intensität P0 eine entgegengesetzte Polarität. Die Bedeutung von P0 liegt darin, dass es keinen photovoltaischen Effekt gibt und sich der Ladungstrennungsmechanismus an diesem bestimmten Punkt qualitativ ändert. Die YBCO-Probe wird in diesem Lichtintensitätsbereich nicht supraleitend, der Normalzustand muss jedoch noch erreicht werden.
Offensichtlich stehen die photovoltaischen Eigenschaften des Systems in engem Zusammenhang mit der Supraleitung von YBCO und seinem supraleitenden Übergang. Der Differenzwiderstand dV/dI von YBCO ist in Abb. 2b (unten) als Funktion der Laserintensität dargestellt. Wie bereits erwähnt, ist das eingebaute elektrische Potenzial in der Grenzfläche auf Cooper-Paar-Diffusionspunkte vom Supraleiter zum Metall zurückzuführen. Ähnlich wie bei 50 K wird der photovoltaische Effekt mit zunehmender Laserintensität von 0 auf Pc verstärkt. Wenn die Laserintensität einen Wert leicht über Pc erreicht, beginnt die IV-Kurve zu kippen und der Widerstand der Probe beginnt sichtbar zu werden, aber die Polarität des Grenzflächenpotentials ändert sich noch nicht. Der Einfluss optischer Anregung auf die Supraleitung wurde im sichtbaren bzw. nahen IR-Bereich untersucht. Während der grundlegende Prozess darin besteht, die Cooper-Paare aufzubrechen und die Supraleitung zu zerstören25,26, kann in einigen Fällen der Übergang zur Supraleitung verstärkt werden27,28,29, es können sogar neue Phasen der Supraleitung induziert werden30. Das Fehlen von Supraleitung bei Pc kann auf den photoinduzierten Paarbruch zurückgeführt werden. Am Punkt P0 wird das Potential an der Grenzfläche Null, was darauf hinweist, dass die Ladungsdichte auf beiden Seiten der Grenzfläche unter dieser besonderen Intensität der Lichtbeleuchtung das gleiche Niveau erreicht. Eine weitere Erhöhung der Laserintensität führt dazu, dass mehr Cooper-Paare zerstört werden und YBCO allmählich wieder in ein p-Typ-Material umgewandelt wird. Anstelle der Diffusion von Elektronen und Cooper-Paaren wird die Eigenschaft der Grenzfläche nun durch die Diffusion von Elektronen und Löchern bestimmt, was zu einer Polaritätsumkehr des elektrischen Feldes in der Grenzfläche und folglich zu einem positiven Voc führt (vergleiche Abb. 1d,h). Bei sehr hoher Laserintensität sättigt sich der Differenzwiderstand von YBCO auf einen Wert, der dem Normalzustand entspricht, und sowohl Voc als auch Isc neigen dazu, linear mit der Laserintensität zu variieren (Abb. 2b). Diese Beobachtung zeigt, dass die Laserbestrahlung von YBCO im Normalzustand seinen spezifischen Widerstand und die Eigenschaften der Supraleiter-Metall-Grenzfläche nicht mehr verändert, sondern nur die Konzentration der Elektron-Loch-Paare erhöht.
Um den Einfluss der Temperatur auf die photovoltaischen Eigenschaften zu untersuchen, wurde das Metall-Supraleiter-System an der Kathode mit einem blauen Laser der Intensität 502 mW/cm2 bestrahlt. IV-Kurven, die bei ausgewählten Temperaturen zwischen 50 und 300 K erhalten wurden, sind in Abb. 3a dargestellt. Aus diesen IV-Kurven lassen sich dann die Leerlaufspannung Voc, der Kurzschlussstrom Isc und der Differenzwiderstand ermitteln und sind in Abb. 3b dargestellt. Ohne Lichtbeleuchtung passieren alle bei verschiedenen Temperaturen gemessenen IV-Kurven wie erwartet den Ursprung (Einschub in Abb. 3a). Die IV-Eigenschaften ändern sich drastisch mit steigender Temperatur, wenn das System mit einem relativ starken Laserstrahl (502 mW/cm2) beleuchtet wird. Bei niedrigen Temperaturen sind die IV-Kurven gerade Linien parallel zur I-Achse mit negativen Voc-Werten. Diese Kurve bewegt sich mit zunehmender Temperatur nach oben und geht bei einer kritischen Temperatur Tcp allmählich in eine Linie mit einer Steigung ungleich Null über (Abb. 3a (oben)). Es scheint, dass alle IV-Kennlinien um einen Punkt im dritten Quadranten rotieren. Voc steigt von einem negativen auf einen positiven Wert, während Isc von einem positiven auf einen negativen Wert abnimmt. Oberhalb der ursprünglichen supraleitenden Übergangstemperatur Tc von YBCO ändert sich die IV-Kurve mit der Temperatur ziemlich unterschiedlich (unten in Abb. 3a). Erstens verschiebt sich das Rotationszentrum der IV-Kurven in den ersten Quadranten. Zweitens nimmt Voc mit zunehmender Temperatur weiter ab und Isc zu (oben in Abb. 3b). Drittens nimmt die Steigung der IV-Kurven linear mit der Temperatur zu, was zu einem positiven Temperaturkoeffizienten des Widerstands für YBCO führt (unten in Abb. 3b).
Temperaturabhängigkeit der Photovoltaikeigenschaften für das YBCO-Ag-Pastensystem unter 502 mW/cm2 Laserbeleuchtung.
Das Zentrum des Laserflecks ist um die Kathodenelektroden herum positioniert (siehe Abb. 1i). a, IV-Kurven, erhalten von 50 bis 90 K (oben) und von 100 bis 300 K (unten) mit einem Temperaturinkrement von 5 K bzw. 20 K. Einschub a zeigt IV-Kennlinien bei verschiedenen Temperaturen im Dunkeln. Alle Kurven schneiden den Ursprungspunkt. b, Leerlaufspannung Voc und Kurzschlussstrom Isc (oben) und der Differenzwiderstand dV/dI von YBCO (unten) als Funktion der Temperatur. Die Nullwiderstands-Supraleitungsübergangstemperatur Tcp ist nicht angegeben, da sie zu nahe an Tc0 liegt.
Aus Abb. 3b sind drei kritische Temperaturen erkennbar: Tcp, oberhalb derer YBCO nicht supraleitend wird; Tc0, bei dem sowohl Voc als auch Isc Null werden, und Tc, die ursprüngliche supraleitende Übergangstemperatur von YBCO ohne Laserbestrahlung. Unterhalb von Tcp ~ 55 K befindet sich das laserbestrahlte YBCO im supraleitenden Zustand mit einer relativ hohen Konzentration an Cooper-Paaren. Der Effekt der Laserbestrahlung besteht darin, die Nullwiderstands-Supraleitungsübergangstemperatur von 89 K auf ~55 K (unten in Abb. 3b) zu senken, indem die Cooper-Paar-Konzentration zusätzlich zur Erzeugung von Photovoltaikspannung und -strom verringert wird. Bei steigender Temperatur werden auch die Cooper-Paare zerstört, was zu einem geringeren Potential an der Grenzfläche führt. Folglich wird der absolute Wert von Voc kleiner, obwohl die gleiche Intensität der Laserbeleuchtung angewendet wird. Das Grenzflächenpotential wird mit weiterem Temperaturanstieg immer kleiner und erreicht bei Tc0 den Wert Null. An diesem besonderen Punkt gibt es keinen photovoltaischen Effekt, da kein internes Feld vorhanden ist, um die photoinduzierten Elektron-Loch-Paare zu trennen. Oberhalb dieser kritischen Temperatur kommt es zu einer Polaritätsumkehr des Potentials, da die freie Ladungsdichte in der Ag-Paste größer ist als die in YBCO, das allmählich zurück auf ein p-Typ-Material übertragen wird. Hier möchten wir betonen, dass die Polaritätsumkehr von Voc und Isc unmittelbar nach dem supraleitenden Übergang mit Nullwiderstand erfolgt, unabhängig von der Ursache des Übergangs. Diese Beobachtung zeigt zum ersten Mal deutlich den Zusammenhang zwischen Supraleitung und den photovoltaischen Effekten, die mit dem Grenzflächenpotential zwischen Metall und Supraleiter verbunden sind. Die Art dieses Potenzials an der Grenzfläche zwischen Supraleiter und normalem Metall war in den letzten Jahrzehnten ein Forschungsschwerpunkt, aber es warten noch viele Fragen darauf, beantwortet zu werden. Die Messung des photovoltaischen Effekts könnte sich als wirksame Methode zur Erforschung der Details (wie Stärke, Polarität usw.) dieses wichtigen Potenzials erweisen und somit Aufschluss über den Hochtemperatur-Supraleitungs-Proximity-Effekt geben.
Ein weiterer Temperaturanstieg von Tc0 auf Tc führt zu einer geringeren Konzentration von Cooper-Paaren und einer Erhöhung des Grenzflächenpotentials und folglich zu einem größeren Voc. Bei Tc wird die Cooper-Paar-Konzentration Null und das eingebaute Potenzial an der Grenzfläche erreicht ein Maximum, was zu einem maximalen Voc und einem minimalen Isc führt. Der schnelle Anstieg von Voc und Isc (absoluter Wert) in diesem Temperaturbereich entspricht dem supraleitenden Übergang, der durch Laserbestrahlung mit einer Intensität von 502 mW/cm2 von ΔT ~ 3 K auf ~ 34 K verbreitert wird (Abb. 3b). In den Normalzuständen über Tc nimmt die Leerlaufspannung Voc mit der Temperatur ab (oben in Abb. 3b), ähnlich dem linearen Verhalten von Voc für normale Solarzellen auf Basis von pn-Übergängen31,32,33. Obwohl die Änderungsrate von Voc mit der Temperatur (−dVoc/dT), die stark von der Laserintensität abhängt, viel kleiner ist als die von normalen Solarzellen, liegt der Temperaturkoeffizient von Voc für den YBCO-Ag-Übergang in derselben Größenordnung der Solarzellen. Der Leckstrom eines pn-Übergangs für ein normales Solarzellengerät steigt mit steigender Temperatur, was zu einer Abnahme von Voc mit steigender Temperatur führt. Die für dieses Ag-Supraleitersystem beobachteten linearen IV-Kurven erschweren aufgrund des sehr kleinen Grenzflächenpotentials und der Rücken-an-Rücken-Verbindung der beiden Heteroübergänge die Bestimmung des Leckstroms. Dennoch ist es sehr wahrscheinlich, dass die gleiche Temperaturabhängigkeit des Leckstroms für das in unserem Experiment beobachtete Voc-Verhalten verantwortlich ist. Gemäß der Definition ist Isc der Strom, der benötigt wird, um eine negative Spannung zur Kompensation von Voc zu erzeugen, sodass die Gesamtspannung Null ist. Mit steigender Temperatur wird Voc kleiner, so dass weniger Strom benötigt wird, um die negative Spannung zu erzeugen. Darüber hinaus steigt der Widerstand von YBCO linear mit der Temperatur über Tc (unten in Abb. 3b), was auch zum kleineren Absolutwert von Isc bei hohen Temperaturen beiträgt.
Beachten Sie, dass die in den Abbildungen 2 und 3 dargestellten Ergebnisse durch Laserbestrahlung des Bereichs um die Kathodenelektroden erzielt werden. Die Messungen wurden auch mit einem an der Anode positionierten Laserpunkt wiederholt und es wurden ähnliche IV-Kennlinien und photovoltaische Eigenschaften beobachtet, mit der Ausnahme, dass in diesem Fall die Polarität von Voc und Isc umgekehrt wurde. Alle diese Daten führen zu einem Mechanismus für den photovoltaischen Effekt, der eng mit der Grenzfläche zwischen Supraleiter und Metall zusammenhängt.
Zusammenfassend wurden die IV-Eigenschaften des laserbestrahlten supraleitenden YBCO-Ag-Pastensystems als Funktionen der Temperatur und der Laserintensität gemessen. Im Temperaturbereich von 50 bis 300 K wurde ein bemerkenswerter photovoltaischer Effekt beobachtet. Es wurde festgestellt, dass die photovoltaischen Eigenschaften stark mit der Supraleitung von YBCO-Keramik korrelieren. Eine Polaritätsumkehr von Voc und Isc erfolgt unmittelbar nach dem fotoinduzierten Übergang vom supraleitenden zum nicht supraleitenden Zustand. Die Temperaturabhängigkeit von Voc und Isc, gemessen bei fester Laserintensität, zeigt auch eine deutliche Polaritätsumkehr bei einer kritischen Temperatur, oberhalb derer die Probe ohmsch wird. Indem wir den Laserpunkt an einem anderen Teil der Probe positionieren, zeigen wir, dass an der Grenzfläche ein elektrisches Potenzial vorhanden ist, das die Trennkraft für die fotoinduzierten Elektron-Loch-Paare bereitstellt. Dieses Grenzflächenpotential leitet von YBCO zur Metallelektrode, wenn YBCO supraleitend ist, und wechselt in die entgegengesetzte Richtung, wenn die Probe nicht supraleitend wird. Der Ursprung des Potentials kann natürlich mit dem Proximity-Effekt an der Metall-Supraleiter-Grenzfläche zusammenhängen, wenn YBCO supraleitend ist, und wird auf ~10−8 mV bei 50 K mit einer Laserintensität von 502 mW/cm2 geschätzt. Der Kontakt eines p-Typ-Materials YBCO im Normalzustand mit einer n-Typ-Material-Ag-Paste bildet einen Quasi-pn-Übergang, der für das photovoltaische Verhalten von YBCO-Keramik bei hohen Temperaturen verantwortlich ist. Die obigen Beobachtungen geben Aufschluss über den PV-Effekt in hochtemperatursupraleitenden YBCO-Keramiken und ebnen den Weg für neue Anwendungen in optoelektronischen Geräten wie schnellen passiven Lichtdetektoren und Einzelphotonendetektoren.
Die Experimente zum photovoltaischen Effekt wurden an einer YBCO-Keramikprobe mit einer Dicke von 0,52 mm und einer rechteckigen Form von 8,64 × 2,26 mm2 durchgeführt und mit einem kontinuierlichen blauen Laser (λ = 450 nm) mit einer Laserpunktgröße von 1,25 mm im Radius beleuchtet. Durch die Verwendung von Massenproben anstelle von Dünnfilmproben können wir die photovoltaischen Eigenschaften des Supraleiters untersuchen, ohne uns mit dem komplexen Einfluss des Substrats auseinandersetzen zu müssen6,7. Darüber hinaus könnte das Massenmaterial aufgrund seines einfachen Herstellungsverfahrens und relativ geringen Kosten förderlich sein. Die Kupferzuleitungsdrähte werden mit Silberpaste auf der YBCO-Probe befestigt und bilden vier kreisförmige Elektroden mit einem Durchmesser von etwa 1 mm. Der Abstand zwischen den beiden Spannungselektroden beträgt etwa 5 mm. Die IV-Eigenschaften der Probe wurden mit dem Vibrationsprobenmagnetometer (VersaLab, Quantum Design) mit Quarzkristallfenster gemessen. Zur Erstellung der IV-Kurven wurde die Standard-Vierdrahtmethode verwendet. Die relativen Positionen der Elektroden und des Laserpunkts sind in Abb. 1i dargestellt.
Zitierweise für diesen Artikel: Yang, F. et al. Ursprung des photovoltaischen Effekts in supraleitender YBa2Cu3O6.96-Keramik. Wissenschaft. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG & Testardi, LR Symmetrie-verbotene laserinduzierte Spannungen in YBa2Cu3O7 . Physik. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).
Kwok, HS, Zheng, JP & Dong, SY Ursprung des anomalen Photovoltaiksignals in Y-Ba-Cu-O. Physik. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).
Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR & Wang, GW Messung laserinduzierter Spannungen von supraleitendem Bi-Sr-Ca-Cu-O. Physik. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).
Tate, KL, et al. Transiente laserinduzierte Spannungen in Raumtemperaturfilmen von YBa2Cu3O7-x. J. Appl. Physik. 67, 4375–4376 (1990).
Kwok, HS & Zheng, JP Anomale Photovoltaik-Reaktion in YBa2Cu3O7. Physik. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).
Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. & Hiroi, Z. Photogenerierte Lochträgerinjektion zu YBa2Cu3O7−x in einer Oxidheterostruktur. Appl. Physik. Lette. 85, 2950–2952 (2004).
Asakura, D. et al. Photoemissionsstudie von YBa2Cu3Oy-Dünnfilmen unter Lichtbeleuchtung. Physik. Rev. Lett. 93, 247006 (2004).
Yang, F. et al. Photovoltaischer Effekt von YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb-Heteroübergang, getempert bei unterschiedlichem Sauerstoffpartialdruck. Mater. Lette. 130, 51–53 (2014).
Aminov, BA et al. Zwei-Gap-Struktur in Yb(Y)Ba2Cu3O7-x-Einkristallen. J. Supercond. 7, 361–365 (1994).
Kabanov, VV, Demsar, J., Podobnik, B. & Mihailovic, D. Quasiteilchen-Relaxationsdynamik in Supraleitern mit unterschiedlichen Lückenstrukturen: Theorie und Experimente zu YBa2Cu3O7-δ. Physik. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).
Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ & Shen, BG Gleichrichtende Eigenschaften des YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb-Heteroübergangs. Appl. Physik. Lette. 87, 222501 (2005).
Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL & Tanner, DB Exzitonische Absorption und Supraleitung in YBa2Cu3O7-δ . Physik. Rev. Lett. 59, 919–922 (1987).
Yu, G., Heeger, AJ & Stucky, G. Transiente photoinduzierte Leitfähigkeit in halbleitenden Einkristallen von YBa2Cu3O6.3: Suche nach photoinduziertem metallischem Zustand und nach photoinduzierter Supraleitung. Solid-State-Kommune. 72, 345–349 (1989).
McMillan, WL Tunnelmodell des supraleitenden Proximity-Effekts. Physik. Rev. 175, 537–542 (1968).
Guéron, S. et al. Supraleitender Proximity-Effekt auf einer mesoskopischen Längenskala untersucht. Physik. Rev. Lett. 77, 3025–3028 (1996).
Annunziata, G. & Manske, D. Näherungseffekt mit nichtzentrosymmetrischen Supraleitern. Physik. Rev. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM et al. Starker supraleitender Proximity-Effekt in Pb-Bi2Te3-Hybridstrukturen. Wissenschaft. Rep. 2, 339 (2012).
Chapin, DM, Fuller, CS & Pearson, GL Eine neue Silizium-PN-Übergangs-Fotozelle zur Umwandlung von Sonnenstrahlung in elektrischen Strom. J. App. Physik. 25, 676–677 (1954).
Tomimoto, K. Auswirkungen von Verunreinigungen auf die supraleitende Kohärenzlänge in Zn- oder Ni-dotierten YBa2Cu3O6,9-Einkristallen. Physik. Rev. B 60, 114–117 (1999).
Ando, Y. & Segawa, K. Magnetowiderstand unverzwillingter YBa2Cu3Oy-Einkristalle in einem breiten Dotierungsbereich: anomale Lochdotierungsabhängigkeit der Kohärenzlänge. Physik. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).
Obertelli, SD & Cooper, JR Systematik der thermoelektrischen Kraft von Hochtemperaturoxiden. Physik. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).
Sugai, S. et al. Trägerdichteabhängige Impulsverschiebung des kohärenten Peaks und des LO-Phononenmodus in p-Typ-Supraleitern mit hohem Tc. Physik. Rev. B 68, 184504 (2003).
Nojima, T. et al. Lochreduktion und Elektronenakkumulation in YBa2Cu3Oy-Dünnfilmen mithilfe einer elektrochemischen Technik: Beweis für einen metallischen Zustand vom n-Typ. Physik. Rev. B 84, 020502 (2011).
Tung, RT Die Physik und Chemie der Höhe der Schottky-Barriere. Appl. Physik. Lette. 1, 011304 (2014).
Sai-Halasz, GA, Chi, CC, Denenstein, A. & Langenberg, DN Auswirkungen dynamischer externer Paarbrüche in supraleitenden Filmen. Physik. Rev. Lett. 33, 215–219 (1974).
Nieva, G. et al. Photoinduzierte Verbesserung der Supraleitung. Appl. Physik. Lette. 60, 2159–2161 (1992).
Kudinov, VI et al. Permanente Photoleitfähigkeit in YBa2Cu3O6+x-Filmen als Methode zur Photodotierung metallischer und supraleitender Phasen. Physik. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).
Mankowsky, R. et al. Nichtlineare Gitterdynamik als Grundlage für eine verbesserte Supraleitung in YBa2Cu3O6,5. Natur 516, 71–74 (2014).
Fausti, D. et al. Lichtinduzierte Supraleitung in einem streifengeordneten Kuprat. Wissenschaft 331, 189–191 (2011).
El-Adawi, MK & Al-Nuaim, IA Die Temperaturfunktionsabhängigkeit von VOC für eine Solarzelle in Bezug auf ihren Wirkungsgrad neuer Ansatz. Desalination 209, 91–96 (2007).
Vernon, SM & Anderson, WA Temperatureffekte in Siliziumsolarzellen mit Schottky-Barriere. Appl. Physik. Lette. 26, 707 (1975).
Katz, EA, Faiman, D. & Tuladhar, SM Temperaturabhängigkeit der Photovoltaik-Geräteparameter von Polymer-Fulleren-Solarzellen unter Betriebsbedingungen. J. Appl. Physik. 90, 5343–5350 (2002).
Diese Arbeit wurde von der National Natural Science Foundation of China (Grant-Nr. 60571063) und den Fundamental Research Projects der Provinz Henan, China (Grant-Nr. 122300410231) unterstützt.
FY hat den Text des Papiers geschrieben und MYH hat die YBCO-Keramikprobe vorbereitet. FY und MYH führten das Experiment durch und analysierten die Ergebnisse. FGC leitete das Projekt und die wissenschaftliche Interpretation der Daten. Alle Autoren haben das Manuskript überprüft.
Dieses Werk ist unter einer Creative Commons Attribution 4.0 International License lizenziert. Die Bilder oder anderes Material Dritter in diesem Artikel sind in der Creative-Commons-Lizenz des Artikels enthalten, sofern in der Quellenangabe nichts anderes angegeben ist; Wenn das Material nicht unter der Creative-Commons-Lizenz enthalten ist, müssen Benutzer die Erlaubnis des Lizenzinhabers einholen, um das Material zu reproduzieren. Um eine Kopie dieser Lizenz anzuzeigen, besuchen Sie http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
Yang, F., Han, M. & Chang, F. Ursprung des photovoltaischen Effekts in supraleitender YBa2Cu3O6.96-Keramik. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
Durch das Absenden eines Kommentars erklären Sie sich damit einverstanden, unsere Nutzungsbedingungen und Community-Richtlinien einzuhalten. Wenn Sie etwas als missbräuchlich empfinden oder etwas nicht unseren Bedingungen oder Richtlinien entspricht, kennzeichnen Sie es bitte als unangemessen.
Zeitpunkt der Veröffentlichung: 22. April 2020