Kiitos vierailustasi nature.comissa. Käytät selainversiota, jossa on rajoitettu tuki CSS:lle. Parhaan kokemuksen saamiseksi suosittelemme käyttämään ajan tasalla olevaa selainta (tai poistamaan yhteensopivuustilan Internet Explorerissa). Sillä välin, jotta voimme varmistaa jatkuvan tuen, näytämme sivuston ilman tyylejä ja JavaScriptiä.
Ilmoitamme merkittävästä aurinkosähkövaikutuksesta YBa2Cu3O6.96 (YBCO) -keraamissa välillä 50-300 K, joka on indusoitu sinisellä laservalaistuksella, mikä liittyy suoraan YBCO:n suprajohtavuuteen ja YBCO-metallielektrodin rajapintaan. Avoimen piirin jännitteen Voc ja oikosulkuvirran Isc napaisuus vaihtuu, kun YBCO siirtyy suprajohtavuudesta resistiiviseen tilaan. Osoitamme, että suprajohteen ja normaalin metallirajapinnan yli on sähköinen potentiaali, joka tarjoaa erotusvoiman valoindusoiduille elektroni-reikäpareille. Tämä rajapintapotentiaali suuntautuu YBCO:sta metallielektrodille, kun YBCO on suprajohtava, ja vaihtuu vastakkaiseen suuntaan, kun YBCO:sta tulee ei-suprajohtava. Potentiaalin alkuperä voidaan helposti yhdistää läheisyysvaikutukseen metalli-suprajohteen rajapinnassa, kun YBCO on suprajohtava ja sen arvon arvioidaan olevan ~10–8 mV 50 K:n lämpötilassa laserin intensiteetillä 502 mW/cm2. Normaalitilassa olevan p-tyypin materiaalin YBCO yhdistelmä n-tyypin materiaalin Ag-pastan kanssa muodostaa näennäisen pn-liitoksen, joka vastaa YBCO-keramiikan aurinkosähkökäyttäytymisestä korkeissa lämpötiloissa. Löytömme voivat tasoittaa tietä uusille fotonielektronisten laitteiden sovelluksille ja valaista lisää läheisyysvaikutusta suprajohteen ja metallin rajapinnassa.
Valoindusoitua jännitettä korkean lämpötilan suprajohtimissa on raportoitu 1990-luvun alussa ja sitä on tutkittu laajasti siitä lähtien, mutta sen luonne ja mekanismi ovat edelleen epäselviä1,2,3,4,5. Erityisesti YBa2Cu3O7-δ (YBCO) ohutkalvoja6,7,8 tutkitaan intensiivisesti aurinkokennojen (PV) muodossa sen säädettävän energiavälin9,10,11,12,13 ansiosta. Substraatin suuri vastus johtaa kuitenkin aina laitteen alhaiseen muunnostehokkuuteen ja peittää YBCO8:n ensisijaiset PV-ominaisuudet. Tässä raportoimme merkittävästä aurinkosähkövaikutuksesta, jonka on aiheuttanut sininen laser (λ = 450 nm) valaistus YBa2Cu3O6.96 (YBCO) -keraamissa välillä 50-300 K (Tc ~ 90 K). Osoitamme, että PV-ilmiö liittyy suoraan YBCO:n suprajohtavuuteen ja YBCO-metallielektrodin rajapinnan luonteeseen. Avoimen piirin jännitteen Voc ja oikosulkuvirran Isc napaisuus vaihtuu, kun YBCO siirtyy suprajohtavasta vaiheesta resistiiviseen tilaan. On ehdotettu, että suprajohteen ja normaalin metallin rajapinnan yli on sähköinen potentiaali, joka tarjoaa erotusvoiman valoindusoiduille elektroni-reikäpareille. Tämä rajapintapotentiaali suuntautuu YBCO:sta metallielektrodille, kun YBCO on suprajohtava, ja vaihtuu vastakkaiseen suuntaan, kun näytteestä tulee ei-suprajohtava. Potentiaalin alkuperä voi luonnollisesti liittyä läheisyysvaikutukseen14,15,16,17 metalli-suprajohteen rajapinnassa, kun YBCO on suprajohtava ja sen arvon arvioidaan olevan ~10-8 mV 50 K:n lämpötilassa laserin intensiteetillä 502 mW /cm2. Normaalitilassa olevan p-tyypin materiaalin YBCO yhdistelmä n-tyypin materiaalin kanssa Ag-pasta muodostaa todennäköisimmin kvasi-pn-liitoksen, joka on vastuussa YBCO-keramiikan PV-käyttäytymisestä korkeissa lämpötiloissa. Havaintomme valaisevat lisää PV-ilmiön alkuperää korkean lämpötilan suprajohtavissa YBCO-keramiikassa ja tasoittavat tietä sen soveltamiselle optoelektronisissa laitteissa, kuten nopeassa passiivisessa valontunnistimessa jne.
Kuvassa 1a–c näkyy YBCO-keraamisen näytteen IV-ominaisuudet 50 K:ssa. Ilman valoa näytteen jännite pysyy nollassa virran muuttuessa, kuten voidaan odottaa suprajohtavalta materiaalilta. Selvä aurinkosähkövaikutus ilmenee, kun lasersäde suunnataan katodille (kuva 1a): I-akselin suuntaiset IV-käyrät liikkuvat alaspäin laserin intensiteetin kasvaessa. On ilmeistä, että valon aiheuttama negatiivinen jännite on olemassa myös ilman virtaa (kutsutaan usein avoimen piirin jännitteeksi Voc). IV-käyrän nollakulma osoittaa, että näyte on edelleen suprajohtava laservalaistuksessa.
(a–c) ja 300 K (e–g). V(I):n arvot saatiin pyyhkäisemällä virta -10 mA:sta +10 mA:iin tyhjiössä. Vain osa kokeellisista tiedoista on esitetty selvyyden vuoksi. a, YBCO:n virta-jännite-ominaisuudet mitattuna katodille (i) sijoitetulla laserpisteellä. Kaikki IV-käyrät ovat vaakasuuntaisia suoria viivoja, jotka osoittavat, että näyte on edelleen suprajohtava lasersäteilyn avulla. Käyrä liikkuu alas laserin intensiteetin kasvaessa, mikä osoittaa, että kahden jännitejohdon välillä on negatiivinen potentiaali (Voc) jopa nollavirralla. IV-käyrät pysyvät muuttumattomina, kun laser suunnataan näytteen keskelle eetterissä 50 K (b) tai 300 K (f). Vaakaviiva liikkuu ylöspäin, kun anodi syttyy (c). Kaavamainen malli metalli-suprajohde-liitoksesta 50 K:ssa on esitetty kohdassa d. Normaalitilan YBCO:n virta-jännite-ominaisuudet 300 K:ssa mitattuna katodiin ja anodiin suunnatulla lasersäteellä on annettu e:ssä ja g:ssä. Toisin kuin 50 K:n tuloksissa, suorien viivojen nollasta poikkeava kaltevuus osoittaa, että YBCO on normaalitilassa; Voc-arvot vaihtelevat valon voimakkuuden mukaan vastakkaiseen suuntaan, mikä osoittaa erilaisen varauksen erotusmekanismin. Mahdollinen rajapintarakenne 300 K lämpötilassa on kuvattu hj:ssä Todellinen kuva näytteestä johtimien kanssa.
Happirikas YBCO suprajohtavassa tilassa voi absorboida lähes täyden spektrin auringonvaloa sen erittäin pienen energiaraon (Eg) 9,10 ansiosta, jolloin syntyy elektroni-reikäpareja (e–h). Avoimen piirin jännitteen Voc tuottamiseksi fotonien absorptiolla on välttämätöntä erottaa valon tuottamat eh-parit spatiaalisesti ennen kuin rekombinaatio tapahtuu18. Negatiivinen Voc suhteessa katodiin ja anodiin, kuten kuvassa 1i on esitetty, viittaa siihen, että metalli-suprajohteen rajapinnassa on sähköinen potentiaali, joka pyyhkäisee elektronit anodille ja reiät katodille. Jos näin on, pitäisi olla myös potentiaali, joka osoittaa suprajohteesta anodin metallielektrodiin. Näin ollen positiivinen Voc saadaan, jos näytealue anodin lähellä on valaistu. Lisäksi ei pitäisi olla valon aiheuttamia jännitteitä, kun laserpiste osoitetaan alueille, jotka ovat kaukana elektrodeista. Näin on varmasti, kuten voidaan nähdä kuviosta 1b, c!.
Kun valopiste siirtyy katodielektrodista näytteen keskelle (noin 1,25 mm:n etäisyydelle liitännöistä), IV-käyrien vaihtelua tai Voc-arvoa ei voida havaita nostamalla laserin intensiteettiä käytettävissä olevaan enimmäisarvoon (kuva 1b). . Luonnollisesti tämä tulos voidaan selittää valo-indusoitujen kantajien rajoitetun käyttöiän ja erotusvoiman puutteen vuoksi näytteessä. Elektroni-reikäpareja voidaan luoda aina, kun näyte on valaistu, mutta suurin osa e-h-pareista tuhoutuu eikä valosähkövaikutusta havaita, jos laserpiste putoaa alueille, jotka ovat kaukana mistään elektrodeista. Siirretään laserpiste anodielektrodeille, I-akselin suuntaiset IV-käyrät liikkuvat ylöspäin laserin intensiteetin kasvaessa (kuva 1c). Samanlainen sisäänrakennettu sähkökenttä on anodin metalli-suprajohdeliitoksessa. Kuitenkin metallielektrodi kytkeytyy tällä kertaa testijärjestelmän positiiviseen johtoon. Laserin tuottamat reiät työnnetään anodin johtoon ja näin havaitaan positiivinen Voc. Tässä esitetyt tulokset tarjoavat vahvan todisteen siitä, että suprajohteesta metallielektrodiin osoittava rajapintapotentiaali todellakin on olemassa.
Aurinkosähkövaikutus YBa2Cu3O6.96-keramiikassa 300 K:n lämpötilassa on esitetty kuvissa 1e–g. Ilman valoa näytteen IV-käyrä on origon ylittävä suora viiva. Tämä suora viiva liikkuu ylöspäin yhdensuuntaisesti alkuperäisen linjan kanssa kasvavan laserin intensiteetin säteilyttäessä katodin johtimissa (kuva 1e). Aurinkosähkölaitteelle on olemassa kaksi rajoittavaa tapausta. Oikosulkutila syntyy, kun V = 0. Virtaa kutsutaan tässä tapauksessa oikosulkuvirraksi (Isc). Toinen rajatapaus on avoimen piirin tila (Voc), joka tapahtuu, kun R→∞ tai virta on nolla. Kuva 1e osoittaa selvästi, että Voc on positiivinen ja kasvaa valon intensiteetin kasvaessa, toisin kuin 50 K:ssa saatu tulos; kun taas negatiivisen Isc:n havaitaan lisääntyvän valon valaistuksen myötä, mikä on tyypillistä normaalien aurinkokennojen käyttäytymistä.
Vastaavasti kun lasersäde suunnataan alueille, jotka ovat kaukana elektrodeista, V(I)-käyrä on riippumaton laserin intensiteetistä, eikä aurinkosähkövaikutusta esiinny (kuva 1f). Samalla tavalla kuin mittauksessa 50 K:ssa, IV-käyrät siirtyvät vastakkaiseen suuntaan, kun anodielektrodia säteilytetään (kuva 1g). Kaikki nämä tulokset, jotka on saatu tälle YBCO-Ag-tahnajärjestelmälle 300 K:ssa näytteen eri kohdissa säteilytetyllä laserilla, ovat yhdenmukaisia 50 K:n lämpötilassa havaittuun vastakkaiseen rajapintapotentiaaliin nähden.
Suurin osa elektroneista kondensoituu Cooper-pareina suprajohtavassa YBCO:ssa sen siirtymälämpötilan Tc alapuolella. Metallielektrodissa ollessaan kaikki elektronit pysyvät yksikkömuodossa. Metalli-suprajohteen rajapinnan läheisyydessä on suuri tiheysgradientti sekä singulaarielektroneille että Cooper-pareille. Metallisessa materiaalissa olevat enemmistön kantoaallon singulaariset elektronit diffundoituvat suprajohdealueelle, kun taas enemmistön kantaja-Cooper-parit YBCO-alueella diffundoituvat metallialueelle. Kun Cooper-parit, jotka kuljettavat enemmän varauksia ja joilla on suurempi liikkuvuus kuin yksittäiset elektronit, diffundoituvat YBCO:sta metallialueelle, positiivisesti varautuneita atomeja jää jäljelle, mikä johtaa sähkökenttään avaruusvarausalueella. Tämän sähkökentän suunta on esitetty kaaviossa kuviossa 1d. Tapahtuva fotonivalaistus lähellä avaruusvarausaluetta voi luoda eh-pareja, jotka erotetaan ja pyyhkäistään pois tuottaen valovirran käänteisen biasin suunnassa. Heti kun elektronit pääsevät ulos sisäänrakennetusta sähkökentästä, ne tiivistyvät pareiksi ja virtaavat toiselle elektrodille ilman vastusta. Tässä tapauksessa Voc on päinvastainen kuin ennalta asetettu napaisuus ja näyttää negatiivisen arvon, kun lasersäde osoittaa negatiivisen elektrodin ympärillä olevalle alueelle. Voc:n arvosta voidaan arvioida potentiaali rajapinnan poikki: kahden jännitejohdon etäisyys d on ~5 × 10−3 m, metalli-suprajohteen rajapinnan paksuuden di tulisi olla samaa suuruusluokkaa. YBCO-suprajohteen koherenssipituudeksi (~1 nm)19,20, ota Voc = 0,03 mV, potentiaali Vms metalli-suprajohteen rajapinnaksi on arvioitu ~10-11 V 50 K:n lämpötilassa laserin intensiteetillä 502 mW/cm2 käyttämällä yhtälöä,
Haluamme tässä korostaa, että valon aiheuttamaa jännitettä ei voida selittää valon lämpövaikutuksella. Suprajohteen YBCO Seebeck-kerroin on kokeellisesti todettu Ss = 021. Kuparijohtojen Seebeck-kerroin on välillä SCu = 0,34–1,15 μV/K3. Kuparilangan lämpötilaa laserpisteessä voidaan nostaa pienellä määrällä 0,06 K laserin maksimiintensiteetillä 50 K:ssa. Tämä voisi tuottaa lämpösähköisen potentiaalin 6,9 × 10-8 V, joka on kolme suuruusluokkaa pienempi kuin kuviossa 1 (a) saatu Voc. On ilmeistä, että lämpösähköinen vaikutus on liian pieni selittämään koetuloksia. Itse asiassa lasersäteilystä johtuva lämpötilan vaihtelu katoaisi alle minuutissa, joten lämpövaikutuksen vaikutus voidaan turvallisesti jättää huomiotta.
Tämä YBCO:n aurinkosähkövaikutus huoneenlämpötilassa paljastaa, että tässä on mukana erilainen varauksen erotusmekanismi. Suprajohtava YBCO normaalitilassa on p-tyyppistä materiaalia, jossa on reikiä varauksenkantajana22,23, kun taas metallinen Ag-pasta on n-tyypin materiaalin ominaisuuksia. Samoin kuin pn-liitokset, elektronien diffuusio hopeapastassa ja reikiä YBCO-keramiikassa muodostaa sisäisen sähkökentän, joka osoittaa YBCO-keraamiin rajapinnassa (kuva 1h). Juuri tämä sisäinen kenttä tuottaa erotusvoiman ja johtaa positiiviseen Voc- ja negatiiviseen Isc-arvoon YBCO-Ag-pastajärjestelmälle huoneenlämpötilassa, kuten kuvassa 1e esitetään. Vaihtoehtoisesti Ag-YBCO voisi muodostaa p-tyypin Schottky-liitoksen, joka johtaa myös rajapintapotentiaaliin, jolla on sama polariteetti kuin yllä esitetyssä mallissa24.
Aurinkosähköisten ominaisuuksien yksityiskohtaisen kehitysprosessin tutkimiseksi YBCO:n suprajohtavan siirtymän aikana mitattiin näytteen IV-käyrät 80 K:n lämpötilassa valituilla laserintensiteeteillä, jotka valaisevat katodielektrodilla (kuva 2). Ilman lasersäteilytystä jännite näytteen yli pysyy nollassa virrasta riippumatta, mikä osoittaa näytteen suprajohtavan tilan 80 K:ssa (kuva 2a). Samalla tavalla kuin 50 K:ssa saadut tiedot, I-akselin suuntaiset IV-käyrät liikkuvat alaspäin laserin intensiteetin kasvaessa, kunnes saavutetaan kriittinen arvo Pc. Tämän kriittisen laserintensiteetin (Pc) yläpuolella suprajohde käy läpi siirtymisen suprajohtavasta vaiheesta resistiiviseen vaiheeseen; jännite alkaa nousta virran mukana johtuen suprajohteen vastuksen ilmaantumisesta. Tämän seurauksena IV-käyrä alkaa leikkaamaan I-akselin ja V-akselin kanssa, mikä johtaa aluksi negatiiviseen Voc- ja positiiviseen Isc-arvoon. Nyt näyte näyttää olevan erikoistilassa, jossa Voc:n ja Isc:n polariteetti on erittäin herkkä valon intensiteetille; hyvin pienellä valonvoimakkuuden kasvulla Isc muunnetaan positiivisesta negatiiviseksi ja Voc negatiivisesta positiiviseksi, ohittaen origon (aurinkosähköominaisuuksien, erityisesti Isc:n arvon, korkea herkkyys valon valaistukseen näkyy selvemmin kuvassa 1). 2b). Korkeimmalla saatavilla olevalla laserintensiteetillä IV-käyrät ovat yhdensuuntaisia toistensa kanssa, mikä tarkoittaa YBCO-näytteen normaalia tilaa.
Laserpistekeskus on sijoitettu katodielektrodien ympärille (katso kuva 1i). eri laserintensiteetillä säteilytetyn YBCO:n a, IV käyrät. b (ylhäällä), avoimen piirin jännitteen VOC ja oikosulkuvirran riippuvuus laserintensiteetistä Isc. Isc-arvoja ei voida saada alhaisella valon intensiteetillä (< 110 mW/cm2), koska IV-käyrät ovat yhdensuuntaiset I-akselin kanssa, kun näyte on suprajohtavassa tilassa. b (alhaalla), erovastus laserin intensiteetin funktiona.
Voc:n ja Isc:n laserintensiteettiriippuvuus 80 K:ssa on esitetty kuvassa 2b (ylhäällä). Aurinkosähköisistä ominaisuuksista voidaan keskustella kolmella valon intensiteetin alueella. Ensimmäinen alue on välillä 0 ja Pc, jossa YBCO on suprajohtava, Voc on negatiivinen ja pienenee (absoluuttinen arvo kasvaa) valon intensiteetin myötä saavuttaen minimin Pc:ssä. Toinen alue on Pc:stä toiseen kriittiseen intensiteettiin P0, jossa Voc kasvaa, kun taas Isc pienenee valon intensiteetin kasvaessa ja molemmat saavuttavat nollan P0:ssa. Kolmas alue on P0:n yläpuolella, kunnes YBCO:n normaalitila saavutetaan. Vaikka sekä Voc että Isc vaihtelevat valon voimakkuuden mukaan samalla tavalla kuin alueella 2, niillä on vastakkainen napaisuus kriittisen intensiteetin P0 yläpuolella. P0:n merkitys on siinä, että aurinkosähkövaikutusta ei ole ja varauksen erotusmekanismi muuttuu laadullisesti tässä nimenomaisessa kohdassa. YBCO-näytteestä tulee ei-suprajohtava tällä valonvoimakkuusalueella, mutta normaalitila on vielä saavuttamatta.
On selvää, että järjestelmän aurinkosähköominaisuudet liittyvät läheisesti YBCO:n suprajohtavuuteen ja sen suprajohtavuuteen. YBCO:n differentiaalinen resistanssi, dV/dl, on esitetty kuvassa 2b (alhaalla) laserin intensiteetin funktiona. Kuten aiemmin mainittiin, Cooperin aiheuttama rajapinnan sisäänrakennettu sähköpotentiaali diffuusiopisteet suprajohteesta metalliin. Samoin kuin 50 K:ssa havaittu, aurinkosähkövaikutus vahvistuu kasvattamalla laserin intensiteettiä 0:sta Pc:hen. Kun laserin intensiteetti saavuttaa arvon hieman Pc:n yläpuolella, IV-käyrä alkaa kallistua ja näytteen vastus alkaa ilmaantua, mutta rajapintapotentiaalin polariteetti ei vielä muutu. Optisen virityksen vaikutusta suprajohtavuuteen on tutkittu näkyvällä tai lähellä IR-alueella. Perusprosessina on Cooper-parien hajottaminen ja suprajohtavuuden tuhoaminen25,26, mutta joissain tapauksissa suprajohtavuuden muutosta voidaan tehostaa27,28,29, uusia suprajohtavuuden vaiheita voidaan jopa indusoida30. Suprajohtavuuden puuttuminen Pc:ssä voidaan katsoa johtuvan valon aiheuttamasta parin katkeamisesta. Pisteessä P0 rajapinnan potentiaalista tulee nolla, mikä osoittaa, että varaustiheys rajapinnan molemmilla puolilla saavuttaa saman tason tässä valon voimakkuudessa. Laserintensiteetin lisääntyminen edelleen johtaa siihen, että enemmän Cooper-pareja tuhoutuu ja YBCO muuttuu vähitellen takaisin p-tyypin materiaaliksi. Elektroni- ja Cooper-parin diffuusion sijaan rajapinnan piirteen määrittää nyt elektroni- ja reikädiffuusio, joka johtaa rajapinnan sähkökentän polariteetin käänteiseen ja siten positiiviseen Voc-arvoon (vrt. kuva 1d,h). Erittäin suurella laserintensiteetillä YBCO:n differentiaalinen vastus kyllästyy normaalitilaa vastaavaan arvoon ja sekä Voc että Isc pyrkivät vaihtelemaan lineaarisesti laserin intensiteetin mukaan (kuva 2b). Tämä havainto paljastaa, että lasersäteilytys normaalitilassa YBCO ei enää muuta sen ominaisvastusta ja suprajohde-metalli-rajapinnan ominaisuutta, vaan vain lisää elektroni-reikäparien pitoisuutta.
Lämpötilan vaikutuksen aurinkosähköominaisuuksiin tutkimiseksi metalli-suprajohdejärjestelmää säteilytettiin katodilla sinisellä laserilla, jonka intensiteetti oli 502 mW/cm2. IV-käyrät, jotka on saatu valituissa lämpötiloissa välillä 50 - 300 K, on esitetty kuvassa 3a. Avoimen piirin jännite Voc, oikosulkuvirta Isc ja differentiaaliresistanssi voidaan sitten saada näistä IV-käyristä, ja ne on esitetty kuvassa 3b. Ilman valoa, kaikki eri lämpötiloissa mitatut IV-käyrät ohittavat origon odotetusti (kuvan 3a lisäosa). IV-ominaisuudet muuttuvat rajusti lämpötilan noustessa, kun järjestelmää valaistaan suhteellisen voimakkaalla lasersäteellä (502 mW/cm2). Matalissa lämpötiloissa IV-käyrät ovat I-akselin suuntaisia suoria viivoja negatiivisilla Voc-arvoilla. Tämä käyrä liikkuu ylöspäin lämpötilan noustessa ja muuttuu vähitellen viivaksi, jonka kaltevuus ei ole nolla kriittisessä lämpötilassa Tcp (kuva 3a (ylhäällä)). Näyttää siltä, että kaikki IV ominaiskäyrät pyörivät kolmannen neljänneksen pisteen ympäri. Voc kasvaa negatiivisesta arvosta positiiviseen, kun taas Isc pienenee positiivisesta negatiiviseen arvoon. YBCO:n alkuperäisen suprajohtavan siirtymälämpötilan Tc yläpuolella IV-käyrä muuttuu melko eri tavalla lämpötilan mukaan (kuvan 3a alaosa). Ensinnäkin IV-käyrien rotaatiokeskus siirtyy ensimmäiseen neljännekseen. Toiseksi, Voc laskee jatkuvasti ja Isc kasvaa lämpötilan noustessa (kuvan 3b yläosa). Kolmanneksi IV-käyrien kaltevuus kasvaa lineaarisesti lämpötilan mukana, mikä johtaa positiiviseen lämpötilakertoimeen YBCO:lle (kuvan 3b alaosa).
YBCO-Ag-pastajärjestelmän aurinkosähköominaisuuksien lämpötilariippuvuus 502 mW/cm2 laservalaistuksessa.
Laserpistekeskus on sijoitettu katodielektrodien ympärille (katso kuva 1i). a, IV käyrät, jotka on saatu 50-90 K (ylhäällä) ja 100-300 K (alhaalla) lämpötilan lisäyksellä 5 K ja 20 K, vastaavasti. Inset a näyttää IV-ominaisuudet useissa lämpötiloissa pimeässä. Kaikki käyrät ylittävät alkupisteen. b, avoimen piirin jännite Voc ja oikosulkuvirta Isc (ylhäällä) ja YBCO:n erovastus dV/dI (alhaalla) lämpötilan funktiona. Nollaresistanssin suprajohtavaa siirtymälämpötilaa Tcp ei anneta, koska se on liian lähellä arvoa Tc0.
Kuvasta 3b voidaan tunnistaa kolme kriittistä lämpötilaa: Tcp, jonka yläpuolella YBCO muuttuu ei-suprajohtavaksi; Tc0, jossa sekä Voc että Isc ovat nolla, ja Tc, YBCO:n alkuperäinen suprajohtava siirtymälämpötila ilman lasersäteilytystä. Tcp ~ 55 K:n alapuolella lasersäteilytetty YBCO on suprajohtavassa tilassa ja Cooper-parien pitoisuus on suhteellisen korkea. Lasersäteilytyksen vaikutus on alentaa nollaresistanssin suprajohtavaa siirtymälämpötilaa 89 K:stä ~55 K:iin (kuvan 3b alaosa) vähentämällä Cooper-parin pitoisuutta aurinkosähköjännitteen ja -virran tuottamisen lisäksi. Lämpötilan nousu hajottaa myös Cooper-pareja, mikä johtaa alempaan potentiaaliin rajapinnassa. Tämän seurauksena Voc:n itseisarvo pienenee, vaikka käytetään samaa laservalaistuksen voimakkuutta. Rajapintapotentiaali pienenee jatkuvasti lämpötilan noustessa ja saavuttaa nollaan Tc0:ssa. Tässä erityispisteessä ei ole aurinkosähkövaikutusta, koska siellä ei ole sisäistä kenttää, joka erottaisi valoindusoidut elektroni-reikä-parit. Potentiaalin polariteetti kääntyy tämän kriittisen lämpötilan yläpuolella, koska vapaan varauksen tiheys Ag-pastassa on suurempi kuin YBCO:ssa, joka siirtyy vähitellen takaisin p-tyypin materiaaliin. Tässä halutaan korostaa, että Voc:n ja Isc:n napaisuuden vaihto tapahtuu välittömästi nollaresistanssin suprajohtavan siirtymän jälkeen, riippumatta siirtymän syystä. Tämä havainto paljastaa selvästi, ensimmäistä kertaa, korrelaation suprajohtavuuden ja metalli-suprajohteen rajapintapotentiaaliin liittyvien aurinkosähkövaikutusten välillä. Tämän potentiaalin luonne suprajohteen ja normaalin metallin rajapinnassa on ollut tutkimuksen kohteena viime vuosikymmeninä, mutta monia kysymyksiä odottaa edelleen vastausta. Aurinkosähkövaikutuksen mittaus voi osoittautua tehokkaaksi menetelmäksi tutkia tämän tärkeän potentiaalin yksityiskohtia (kuten sen vahvuus ja napaisuus jne.) ja siten valaista korkean lämpötilan suprajohtavaa läheisyysilmiötä.
Lämpötilan nostaminen edelleen Tco:sta Tc:ksi johtaa Cooper-parien pienempään pitoisuuteen ja liitäntäpotentiaalin paranemiseen ja siten suurempaan Voc-arvoon. Kohdassa Tc Cooper-parin konsentraatiosta tulee nolla ja sisäänrakennettu potentiaali rajapinnassa saavuttaa maksimin, mikä johtaa maksimiin Voc ja minimi Isc. Voc:n ja Isc:n nopea kasvu (absoluuttinen arvo) tällä lämpötila-alueella vastaa suprajohtavaa siirtymää, joka levenee arvosta AT ~ 3 K arvoon ~ 34 K lasersäteilytyksellä, jonka intensiteetti on 502 mW/cm2 (kuvio 3b). Normaalitiloissa Tc:n yläpuolella avoimen piirin jännite Voc laskee lämpötilan myötä (kuvan 3b yläosa), samalla tavalla kuin Voc:n lineaarinen käyttäytyminen normaaleille aurinkokennoille perustuen pn-liitoksiin31,32,33. Vaikka Voc:n muutosnopeus lämpötilan kanssa (−dVoc/dT), joka riippuu voimakkaasti laserin intensiteetistä, on paljon pienempi kuin tavallisten aurinkokennojen, Voc:n lämpötilakerroin YBCO-Ag-liitokselle on samaa suuruusluokkaa kuin sillä. aurinkokennoista. Normaalin aurinkokennolaitteen pn-liitoksen vuotovirta kasvaa lämpötilan noustessa, mikä johtaa Voc:n vähenemiseen lämpötilan noustessa. Tässä Ag-suprajohdejärjestelmässä havaitut lineaariset IV-käyrät, johtuen ensinnäkin erittäin pienestä rajapintapotentiaalista ja toiseksi kahden heteroliitoksen peräkkäisestä kytkennästä, tekevät vuotovirran määrittämisen vaikeaksi. Siitä huolimatta näyttää erittäin todennäköiseltä, että sama vuotovirran lämpötilariippuvuus on vastuussa kokeessamme havaitusta Voc-käyttäytymisestä. Määritelmän mukaan Isc on virta, joka tarvitaan tuottamaan negatiivinen jännite kompensoimaan Voc siten, että kokonaisjännite on nolla. Lämpötilan noustessa Voc pienenee, joten negatiivisen jännitteen tuottamiseen tarvitaan vähemmän virtaa. Lisäksi YBCO:n vastus kasvaa lineaarisesti lämpötilan ollessa yli Tc (kuvan 3b alaosa), mikä myös myötävaikuttaa Isc:n pienempään itseisarvoon korkeissa lämpötiloissa.
Huomaa, että kuvissa 2, 3 annetut tulokset saadaan lasersäteilyttämällä katodielektrodien ympärillä olevaa aluetta. Mittaukset on myös toistettu anodille sijoitetulla laserpisteellä ja samanlaisia IV-ominaisuuksia ja aurinkosähköominaisuuksia on havaittu paitsi, että Voc:n ja Isc:n napaisuus on tässä tapauksessa käännetty. Kaikki nämä tiedot johtavat aurinkosähköilmiön mekanismiin, joka liittyy läheisesti suprajohteen ja metallin rajapintaan.
Yhteenvetona voidaan todeta, että lasersäteilytetyn suprajohtavan YBCO-Ag-pastajärjestelmän IV-ominaisuudet on mitattu lämpötilan ja laserin intensiteetin funktiona. Huomattava aurinkosähkövaikutus on havaittu lämpötila-alueella 50-300 K. On havaittu, että aurinkosähköominaisuudet korreloivat voimakkaasti YBCO-keramiikan suprajohtavuuteen. Voc:n ja Isc:n polariteetti vaihtuu välittömästi valon aiheuttaman suprajohtavuuden ei-suprajohtavaksi siirtymisen jälkeen. Voc:n ja Isc:n lämpötilariippuvuus mitattuna kiinteällä laserintensiteetillä osoittaa myös selvän napaisuuden vaihtumisen kriittisessä lämpötilassa, jonka yläpuolella näytteestä tulee resistiivinen. Sijoittamalla laserpiste näytteen eri osaan, osoitamme, että rajapinnalla on sähköinen potentiaali, joka tarjoaa erotusvoiman valoindusoiduille elektroni-reikäpareille. Tämä rajapintapotentiaali suuntautuu YBCO:sta metallielektrodille, kun YBCO on suprajohtava, ja vaihtuu vastakkaiseen suuntaan, kun näytteestä tulee ei-suprajohtava. Potentiaalin alkuperä voi luonnollisesti liittyä läheisyysvaikutukseen metalli-suprajohteen rajapinnassa, kun YBCO on suprajohtava ja sen arvioidaan olevan ~10−8 mV 50 K:n lämpötilassa laserintensiteetillä 502 mW/cm2. P-tyypin materiaalin YBCO kosketus normaalitilassa n-tyypin materiaalin kanssa Ag-pasta muodostaa näennäisen pn-liitoksen, joka vastaa YBCO-keramiikan aurinkosähkökäyttäytymisestä korkeissa lämpötiloissa. Yllä olevat havainnot valaisevat PV-ilmiötä korkean lämpötilan suprajohtavissa YBCO-keramiikassa ja tasoittavat tietä uusille sovelluksille optoelektronisissa laitteissa, kuten nopea passiivinen valoilmaisin ja yhden fotonin ilmaisin.
Aurinkosähkövaikutuskokeet suoritettiin YBCO-keraamisella näytteellä, jonka paksuus oli 0,52 mm ja 8,64 × 2,26 mm2 suorakaiteen muotoinen ja valaistu jatkuvan aallon sinisellä laserilla (λ = 450 nm), jonka laserpistekoko oli 1,25 mm säteellä. Irtotavaranäytteen käyttäminen ohutkalvonäytteen sijaan mahdollistaa suprajohteen aurinkosähköominaisuuksien tutkimisen ilman, että tarvitsee käsitellä substraatin monimutkaista vaikutusta6,7. Lisäksi bulkkimateriaali voisi olla suotuisa sen yksinkertaisen valmistusmenettelyn ja suhteellisen alhaisten kustannusten vuoksi. Kuparijohtolangat yhdistetään YBCO-näytteeseen hopeapastalla, jotka muodostavat neljä pyöreää elektrodia, joiden halkaisija on noin 1 mm. Kahden jänniteelektrodin välinen etäisyys on noin 5 mm. Näytteen IV-ominaisuudet mitattiin värähtelynäytemagnetometrillä (VersaLab, Quantum Design) kvartsikideikkunalla. IV-käyrien saamiseksi käytettiin standardia nelijohtimista menetelmää. Elektrodien ja laserpisteen suhteelliset paikat on esitetty kuvassa 1i.
Kuinka lainata tätä artikkelia: Yang, F. et al. Aurinkosähkövaikutuksen alkuperä suprajohtavassa YBa2Cu3O6.96-keramiikassa. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG & Testardi, LR Symmetry-kielletyt laserindusoidut jännitteet YBa2Cu3O7:ssä. Phys. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).
Kwok, HS, Zheng, JP & Dong, SY Epänormaalin aurinkosähkösignaalin alkuperä Y-Ba-Cu-O:ssa. Phys. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).
Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR & Wang, GW Suprajohtavan Bi-Sr-Ca-Cu-O:n laserindusoitujen jännitteiden mittaus. Phys. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).
Tate, KL, et ai. Ohimenevät laserin indusoimat jännitteet YBa2Cu3O7-x:n huoneenlämpöisissä kalvoissa. J. Appl. Phys. 67, 4375-4376 (1990).
Kwok, HS & Zheng, JP Epänormaali aurinkosähkövaste YBa2Cu3O7:ssä. Phys. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).
Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. & Hiroi, Z. Photogenerated hole carrier injektio YBa2Cu3O7−x:ään oksidin heterorakenteessa. Appl. Phys. Lett. 85, 2950–2952 (2004).
Asakura, D. et ai. YBa2Cu3Oy-ohutkalvojen fotoemission tutkimus valossa. Phys. Rev. Lett. 93, 247006 (2004).
Yang, F. et ai. Eri hapen osapaineessa hehkutetun YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb-heteroliitoksen aurinkosähkövaikutus. Mater. Lett. 130, 51–53 (2014).
Aminov, BA et ai. Kaksirakoinen rakenne Yb(Y)Ba2Cu3O7-x-yksikiteissä. J. Supercond. 7, 361-365 (1994).
Kabanov, VV, Demsar, J., Podobnik, B. & Mihailovic, D. Kvashiukkasten relaksaatiodynamiikka suprajohtimissa, joilla on erilaisia rakorakenteita: YBa2Cu3O7-δ:n teoria ja kokeet. Phys. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).
Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ & Shen, BG YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb-heteroliitoksen tasausominaisuudet. Appl. Phys. Lett. 87, 222501 (2005).
Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL & Tanner, DB Eksitoninen absorptio ja suprajohtavuus YBa2Cu3O7-δ:ssä. Phys. Rev. Lett. 59, 919-922 (1987).
Yu, G., Heeger, AJ & Stucky, G. Ohimenevä valoindusoitu johtokyky YBa2Cu3O6.3:n puolijohtavissa yksittäiskiteissä: etsi valoindusoitua metallitilaa ja valoindusoitua suprajohtavuutta. Solid State Commun. 72, 345-349 (1989).
McMillan, WL Suprajohtavan läheisyysilmiön tunnelointimalli. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).
Guéron, S. et ai. Suprajohtava läheisyysvaikutus tutkittu mesoskooppisella pituusasteikolla. Phys. Rev. Lett. 77, 3025-3028 (1996).
Annunziata, G. & Manske, D. Läheisyysefekti ei-sentrosymmetristen suprajohteiden kanssa. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM et ai. Voimakas suprajohtava läheisyysvaikutus Pb-Bi2Te3-hybridirakenteissa. Sci. Rep. 2, 339 (2012).
Chapin, DM, Fuller, CS & Pearson, GL Uusi piin pn-liitosvalokenno auringon säteilyn muuntamiseen sähkövoimaksi. J. App. Phys. 25, 676-677 (1954).
Tomimoto, K. Epäpuhtauksien vaikutukset suprajohtavan koherenssin pituuteen Zn- tai Ni-seostetuissa YBa2Cu3O6.9-yksikiteissä. Phys. Rev. B 60, 114–117 (1999).
Ando, Y. & Segawa, K. Untwinned YBa2Cu3Oy -yksikiteiden magneettiresistanssi laajassa doping-alueella: koherenssin pituuden poikkeava reiän seostusriippuvuus. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).
Obertelli, SD & Cooper, JR Systematiikka korkea-T-oksidien lämpösähköisessä tehossa. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).
Sugai, S. et ai. Koherentin huipun ja LO-fononimoodin kantoaaltotiheydestä riippuvainen momenttisiirtymä p-tyypin korkean Tc:n suprajohtimissa. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).
Nojima, T. et ai. Reikien pelkistys ja elektronien kerääntyminen YBa2Cu3Oy-ohutkalvoissa sähkökemiallisella tekniikalla: todiste n-tyypin metallitilasta. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).
Tung, RT Schottkyn esteen korkeuden fysiikka ja kemia. Appl. Phys. Lett. 1, 011304 (2014).
Sai-Halasz, GA, Chi, CC, Denenstein, A. & Langenberg, DN Dynaamisen ulkoisen parin katkeamisen vaikutukset suprajohtavissa kalvoissa. Phys. Rev. Lett. 33, 215-219 (1974).
Nieva, G. et ai. Valoindusoitu suprajohtavuuden parantaminen. Appl. Phys. Lett. 60, 2159-2161 (1992).
Kudinov, VI et ai. Pysyvä valonjohtavuus YBa2Cu3O6+x-kalvoissa valoseostusmenetelmänä kohti metallisia ja suprajohtavia vaiheita. Phys. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).
Mankowsky, R. et ai. Epälineaarinen hiladynamiikka pohjana parannetulle suprajohtavuudelle YBa2Cu3O6.5:ssä. Nature 516, 71–74 (2014).
Fausti, D. et ai. Valon aiheuttama suprajohtavuus raitajärjestyksessä olevassa kupraatissa. Science 331, 189–191 (2011).
El-Adawi, MK & Al-Nuaim, IA VOC:n lämpötilafunktionaalinen riippuvuus aurinkokennolle suhteessa sen tehokkuuteen uusi lähestymistapa. Desalination 209, 91–96 (2007).
Vernon, SM & Anderson, WA Lämpötilavaikutukset Schottky-barrier-pii aurinkokennoissa. Appl. Phys. Lett. 26, 707 (1975).
Katz, EA, Faiman, D. & Tuladhar, SM Lämpötilariippuvuus polymeeri-fullereeniaurinkokennojen aurinkosähköparametreille käyttöolosuhteissa. J. Appl. Phys. 90, 5343–5350 (2002).
Tätä työtä ovat tukeneet Kiinan kansallinen luonnontieteellinen säätiö (apuraha nro 60571063), Henanin maakunnan Fundamental Research Projects, Kiina (apuraha nro 122300410231).
FY kirjoitti paperin tekstin ja MYH valmisteli YBCO-keraaminäytteen. FY ja MYH suorittivat kokeen ja analysoivat tulokset. FGC johti projektia ja tietojen tieteellistä tulkintaa. Kaikki kirjoittajat arvostelivat käsikirjoituksen.
Tämä teos on lisensoitu Creative Commons Attribution 4.0 International -lisenssillä. Tämän artikkelin kuvat tai muu kolmannen osapuolen materiaali sisältyy artikkelin Creative Commons -lisenssiin, ellei luottorajassa toisin mainita; jos materiaali ei kuulu Creative Commons -lisenssin piiriin, käyttäjien on hankittava lupa lisenssin haltijalta materiaalin kopioimiseen. Katso kopio tästä lisenssistä osoitteessa http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
Yang, F., Han, M. & Chang, F. Aurinkosähkövaikutuksen alkuperä suprajohtavassa YBa2Cu3O6.96-keramiikassa. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
Lähettämällä kommentin sitoudut noudattamaan ehtojamme ja yhteisön sääntöjämme. Jos huomaat jotain loukkaavaa tai joka ei noudata ehtojamme tai ohjeitamme, merkitse se sopimattomaksi.
Postitusaika: 22.4.2020