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Nous rapportons un effet photovoltaïque remarquable dans la céramique YBa2Cu3O6.96 (YBCO) entre 50 et 300 K induit par un éclairage laser bleu, directement lié à la supraconductivité de YBCO et à l'interface YBCO-électrode métallique. Il y a une inversion de polarité pour la tension en circuit ouvert Voc et le courant de court-circuit Isc lorsque YBCO subit une transition de l'état supraconducteur à l'état résistif. Nous montrons qu'il existe un potentiel électrique à travers l'interface supraconducteur-métal normal, qui fournit la force de séparation pour les paires électron-trou photo-induites. Ce potentiel d'interface se dirige de YBCO vers l'électrode métallique lorsque YBCO est supraconducteur et passe dans la direction opposée lorsque YBCO devient non supraconducteur. L'origine du potentiel peut être facilement associée à l'effet de proximité à l'interface métal-supraconducteur lorsque YBCO est supraconducteur et sa valeur est estimée à environ 10–8 mV à 50 K avec une intensité laser de 502 mW/cm2. La combinaison d'un matériau de type p YBCO à l'état normal avec une pâte Ag de matériau de type n forme une jonction quasi-pn responsable du comportement photovoltaïque des céramiques YBCO à haute température. Nos découvertes pourraient ouvrir la voie à de nouvelles applications de dispositifs électroniques à photons et apporter davantage de lumière sur l’effet de proximité à l’interface supraconducteur-métal.
La tension photoinduite dans les supraconducteurs à haute température a été signalée au début des années 1990 et a fait l'objet de nombreuses recherches depuis, mais sa nature et son mécanisme restent incertains1,2,3,4,5. Les films minces YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8, en particulier, sont étudiés de manière intensive sous la forme de cellules photovoltaïques (PV) en raison de leur écart énergétique réglable9,10,11,12,13. Cependant, une résistance élevée du substrat conduit toujours à un faible rendement de conversion du dispositif et masque les propriétés photovoltaïques primaires de YBCO8. Nous rapportons ici un effet photovoltaïque remarquable induit par un éclairage laser bleu (λ = 450 nm) dans une céramique YBa2Cu3O6.96 (YBCO) entre 50 et 300 K (Tc ~ 90 K). Nous montrons que l'effet PV est directement lié à la supraconductivité de YBCO et à la nature de l'interface YBCO-électrode métallique. Il y a une inversion de polarité pour la tension en circuit ouvert Voc et le courant de court-circuit Isc lorsque YBCO subit une transition d'une phase supraconductrice à un état résistif. Il est proposé qu'il existe un potentiel électrique à travers l'interface supraconducteur-métal normal, qui fournit la force de séparation pour les paires électron-trou photo-induites. Ce potentiel d'interface se dirige de YBCO vers l'électrode métallique lorsque YBCO est supraconducteur et passe dans la direction opposée lorsque l'échantillon devient non supraconducteur. L'origine du potentiel peut être naturellement associée à l'effet de proximité à l'interface métal-supraconducteur lorsque YBCO est supraconducteur et sa valeur est estimée à ~ 10−8 mV à 50 K avec une intensité laser de 502 mW. /cm2. La combinaison d'un matériau de type p YBCO à l'état normal avec une pâte Ag de matériau de type n forme très probablement une jonction quasi-pn qui est responsable du comportement PV des céramiques YBCO à haute température. Nos observations apportent un éclairage supplémentaire sur l'origine de l'effet PV dans les céramiques YBCO supraconductrices à haute température et ouvrent la voie à son application dans des dispositifs optoélectroniques tels que des détecteurs de lumière passifs rapides, etc.
Les figures 1a – c montrent les caractéristiques IV de l'échantillon de céramique YBCO à 50 K. Sans éclairage lumineux, la tension aux bornes de l'échantillon reste à zéro avec le changement de courant, comme on peut s'y attendre d'un matériau supraconducteur. Un effet photovoltaïque évident apparaît lorsque le faisceau laser est dirigé vers la cathode (Fig. 1a) : les courbes IV parallèles à l'axe I se déplacent vers le bas avec l'augmentation de l'intensité laser. Il est évident qu’il existe une tension photo-induite négative même sans aucun courant (souvent appelée tension en circuit ouvert Voc). La pente nulle de la courbe IV indique que l'échantillon est toujours supraconducteur sous éclairage laser.
(a – c) et 300 K (e – g). Les valeurs de V (I) ont été obtenues en balayant le courant de -10 mA à +10 mA sous vide. Seule une partie des données expérimentales est présentée par souci de clarté. a, Caractéristiques courant-tension de YBCO mesurées avec un spot laser positionné à la cathode (i). Toutes les courbes IV sont des lignes droites horizontales indiquant que l'échantillon est toujours supraconducteur sous irradiation laser. La courbe descend avec l'intensité laser croissante, indiquant qu'il existe un potentiel négatif (Voc) entre les deux fils de tension même avec un courant nul. Les courbes IV restent inchangées lorsque le laser est dirigé vers le centre de l'échantillon à l'éther 50 K (b) ou 300 K (f). La ligne horizontale monte à mesure que l'anode est éclairée (c). Un modèle schématique de jonction métal-supraconducteur à 50 K est présenté en d. Les caractéristiques courant-tension de l'état normal YBCO à 300 K mesurées avec un faisceau laser pointé sur la cathode et l'anode sont données respectivement en e et g. Contrairement aux résultats à 50 K, une pente non nulle des droites indique que YBCO est dans un état normal ; les valeurs de Voc varient avec l'intensité lumineuse dans une direction opposée, indiquant un mécanisme de séparation de charges différent. Une structure d'interface possible à 300 K est représentée dans hj L'image réelle de l'échantillon avec des dérivations.
L’YBCO riche en oxygène à l’état supraconducteur peut absorber presque tout le spectre de la lumière solaire en raison de son très petit écart énergétique (Eg)9,10, créant ainsi des paires électron-trou (e – h). Pour produire une tension en circuit ouvert Voc par absorption de photons, il est nécessaire de séparer spatialement les paires eh photo-générées avant que la recombinaison ne se produise. Le Voc négatif, par rapport à la cathode et à l'anode, comme indiqué sur la figure 1i, suggère qu'il existe un potentiel électrique à travers l'interface métal-supraconducteur, qui balaye les électrons vers l'anode et les trous vers la cathode. Si tel est le cas, il devrait également y avoir un potentiel pointant du supraconducteur vers l’électrode métallique au niveau de l’anode. Par conséquent, un Voc positif serait obtenu si la zone d'échantillon près de l'anode était éclairée. De plus, il ne doit y avoir aucune tension photo-induite lorsque le point laser est pointé vers des zones éloignées des électrodes. C'est certainement le cas, comme le montrent les figures 1b, c !.
Lorsque le point lumineux se déplace de l'électrode cathodique vers le centre de l'échantillon (à environ 1, 25 mm des interfaces), aucune variation des courbes IV et aucun COV ne peuvent être observés lorsque l'intensité du laser augmente jusqu'à la valeur maximale disponible (Fig. 1b). . Naturellement, ce résultat peut être attribué à la durée de vie limitée des supports photo-induits et au manque de force de séparation dans l'échantillon. Des paires électron-trou peuvent être créées chaque fois que l'échantillon est éclairé, mais la plupart des paires e – h seront annihilées et aucun effet photovoltaïque n'est observé si le point laser tombe sur des zones éloignées des électrodes. En déplaçant le point laser vers les électrodes de l'anode, les courbes IV parallèles à l'axe I se déplacent vers le haut avec une intensité laser croissante (Fig. 1c). Un champ électrique intégré similaire existe dans la jonction métal-supraconducteur au niveau de l'anode. Cependant, l’électrode métallique se connecte cette fois au fil positif du système de test. Les trous produits par le laser sont poussés vers le fil de l'anode et ainsi un Voc positif est observé. Les résultats présentés ici fournissent la preuve solide qu’il existe effectivement un potentiel d’interface pointant du supraconducteur vers l’électrode métallique.
L'effet photovoltaïque dans les céramiques YBa2Cu3O6.96 à 300 K est illustré sur la figure 1e – g. Sans éclairage lumineux, la courbe IV de l'échantillon est une ligne droite traversant l'origine. Cette ligne droite se déplace vers le haut parallèlement à celle d'origine avec une intensité laser croissante irradiant les fils cathodiques (Fig. 1e). Il existe deux cas limites d’intérêt pour un dispositif photovoltaïque. La condition de court-circuit se produit lorsque V = 0. Le courant dans ce cas est appelé courant de court-circuit (Isc). Le deuxième cas limite est la condition de circuit ouvert (Voc) qui se produit lorsque R → ∞ ou que le courant est nul. La figure 1e montre clairement que Voc est positif et augmente avec l'intensité lumineuse, contrairement au résultat obtenu à 50 K ; tandis qu'on observe qu'un Isc négatif augmente en amplitude avec l'éclairage lumineux, un comportement typique des cellules solaires normales.
De même, lorsque le faisceau laser est pointé vers des zones éloignées des électrodes, la courbe V (I) est indépendante de l'intensité du laser et aucun effet photovoltaïque n'apparaît (Fig. 1f). Semblable à la mesure à 50 K, les courbes IV se déplacent dans la direction opposée lorsque l'électrode anodique est irradiée (Fig. 1g). Tous ces résultats obtenus pour ce système de pâte YBCO-Ag à 300 K avec laser irradié à différentes positions de l'échantillon sont cohérents avec un potentiel d'interface opposé à celui observé à 50 K.
La plupart des électrons se condensent en paires de Cooper dans YBCO supraconducteur en dessous de sa température de transition Tc. Dans l’électrode métallique, tous les électrons restent sous forme singulière. Il existe un gradient de densité important pour les électrons singuliers et les paires de Cooper à proximité de l'interface métal-supraconducteur. Les électrons singuliers porteurs majoritaires dans le matériau métallique diffuseront dans la région supraconductrice, tandis que les paires de Cooper porteurs majoritaires dans la région YBCO diffuseront dans la région métallique. Comme les paires de Cooper transportent plus de charges et ont une plus grande mobilité que les électrons singuliers diffusent de YBCO dans la région métallique, des atomes chargés positivement sont laissés derrière, ce qui entraîne un champ électrique dans la région de charge d'espace. La direction de ce champ électrique est représentée dans le diagramme schématique de la figure 1d. L'éclairage incident de photons à proximité de la région de charge d'espace peut créer des paires d'eh qui seront séparées et balayées, produisant un photocourant dans la direction de polarisation inverse. Dès que les électrons sortent du champ électrique intégré, ils se condensent en paires et circulent vers l’autre électrode sans résistance. Dans ce cas, le Voc est opposé à la polarité prédéfinie et affiche une valeur négative lorsque le faisceau laser pointe vers la zone autour de l'électrode négative. À partir de la valeur de Voc, le potentiel aux bornes de l'interface peut être estimé : la distance entre les deux conducteurs de tension d est d'environ 5 × 10−3 m, l'épaisseur de l'interface métal-supraconducteur, di, doit être du même ordre de grandeur. comme longueur de cohérence du supraconducteur YBCO (~ 1 nm) 19,20, prenez la valeur de Voc = 0,03 mV, le potentiel Vms à l'interface métal-supraconducteur est évalué comme étant ~ 10−11 V à 50 K avec une intensité laser de 502 mW/cm2, en utilisant l'équation,
Nous souhaitons souligner ici que la tension photo-induite ne peut pas être expliquée par un effet photothermique. Il a été établi expérimentalement que le coefficient Seebeck du supraconducteur YBCO est Ss = 021. Le coefficient Seebeck pour les fils de cuivre est compris entre SCu = 0,34 et 1,15 μV/K3. La température du fil de cuivre au niveau du point laser peut être augmentée d'une petite quantité de 0,06 K avec une intensité laser maximale disponible à 50 K. Cela pourrait produire un potentiel thermoélectrique de 6,9 × 10−8 V, soit trois ordres de grandeur inférieur à le COV obtenu sur la figure 1 (a). Il est évident que l’effet thermoélectrique est trop faible pour expliquer les résultats expérimentaux. En fait, la variation de température due à l’irradiation laser disparaîtrait en moins d’une minute, de sorte que la contribution de l’effet thermique pourrait être ignorée en toute sécurité.
Cet effet photovoltaïque de YBCO à température ambiante révèle qu'un mécanisme de séparation de charge différent est ici impliqué. Le YBCO supraconducteur à l’état normal est un matériau de type p avec des trous comme porteur de charge, tandis que la pâte Ag métallique présente les caractéristiques d’un matériau de type n. Semblable aux jonctions pn, la diffusion d'électrons dans la pâte d'argent et les trous dans la céramique YBCO formera un champ électrique interne pointant vers la céramique YBCO à l'interface (Fig. 1h). C'est ce champ interne qui fournit la force de séparation et conduit à un Voc positif et un Isc négatif pour le système de pâte YBCO-Ag à température ambiante, comme le montre la figure 1e. Alternativement, Ag-YBCO pourrait former une jonction Schottky de type p qui conduit également à un potentiel d'interface avec la même polarité que dans le modèle présenté ci-dessus24.
Pour étudier le processus d'évolution détaillé des propriétés photovoltaïques lors de la transition supraconductrice de YBCO, les courbes IV de l'échantillon à 80 K ont été mesurées avec des intensités laser sélectionnées éclairant l'électrode cathodique (Fig. 2). Sans irradiation laser, la tension aux bornes de l'échantillon reste nulle quel que soit le courant, indiquant l'état supraconducteur de l'échantillon à 80 K (Fig. 2a). Semblable aux données obtenues à 50 K, les courbes IV parallèles à l'axe I se déplacent vers le bas avec une intensité laser croissante jusqu'à ce qu'une valeur critique Pc soit atteinte. Au-dessus de cette intensité laser critique (Pc), le supraconducteur subit une transition d'une phase supraconductrice à une phase résistive ; la tension commence à augmenter avec le courant en raison de l'apparition d'une résistance dans le supraconducteur. En conséquence, la courbe IV commence à croiser les axes I et V, conduisant d'abord à un Voc négatif et à un Isc positif. Maintenant, l'échantillon semble être dans un état particulier dans lequel la polarité de Voc et Isc est extrêmement sensible à l'intensité lumineuse ; avec une très faible augmentation de l'intensité lumineuse, Isc est converti de positif en négatif et Voc de négatif en positif, passant l'origine (la haute sensibilité des propriétés photovoltaïques, en particulier la valeur de Isc, à l'éclairage lumineux peut être vue plus clairement sur la Fig. 2b). À l’intensité laser la plus élevée disponible, les courbes IV sont censées être parallèles les unes aux autres, ce qui signifie l’état normal de l’échantillon YBCO.
Le centre du spot laser est positionné autour des électrodes cathodiques (voir Fig. 1i). a, courbes IV de YBCO irradié avec différentes intensités laser. b (en haut), dépendance de l'intensité laser de la tension en circuit ouvert Voc et du courant de court-circuit Isc. Les valeurs Isc ne peuvent pas être obtenues à faible intensité lumineuse (< 110 mW/cm2) car les courbes IV sont parallèles à l'axe I lorsque l'échantillon est dans un état supraconducteur. b (en bas), résistance différentielle en fonction de l'intensité du laser.
La dépendance de l'intensité laser de Voc et Isc à 80 K est illustrée sur la figure 2b (en haut). Les propriétés photovoltaïques peuvent être discutées dans trois régions d’intensité lumineuse. La première région est comprise entre 0 et Pc, dans laquelle YBCO est supraconducteur, Voc est négatif et diminue (la valeur absolue augmente) avec l'intensité lumineuse et atteint un minimum à Pc. La deuxième région va de Pc à une autre intensité critique P0, dans laquelle Voc augmente tandis que Isc diminue avec l'augmentation de l'intensité lumineuse et les deux atteignent zéro à P0. La troisième région est au-dessus de P0 jusqu'à ce que l'état normal de YBCO soit atteint. Bien que Voc et Isc varient avec l'intensité lumineuse de la même manière que dans la région 2, ils ont une polarité opposée au-dessus de l'intensité critique P0. L’importance de P0 réside dans le fait qu’il n’y a pas d’effet photovoltaïque et que le mécanisme de séparation des charges change qualitativement à ce point particulier. L'échantillon YBCO devient non supraconducteur dans cette plage d'intensité lumineuse mais l'état normal n'a pas encore été atteint.
De toute évidence, les caractéristiques photovoltaïques du système sont étroitement liées à la supraconductivité de YBCO et à sa transition supraconductrice. La résistance différentielle, dV / dI, de YBCO est représentée sur la figure 2b (en bas) en fonction de l'intensité du laser. Comme mentionné précédemment, le potentiel électrique intégré dans l'interface est dû aux points de diffusion des paires de Cooper du supraconducteur au métal. Semblable à celui observé à 50 K, l’effet photovoltaïque est renforcé avec l’augmentation de l’intensité laser de 0 à Pc. Lorsque l'intensité du laser atteint une valeur légèrement supérieure à Pc, la courbe IV commence à s'incliner et la résistance de l'échantillon commence à apparaître, mais la polarité du potentiel d'interface n'est pas encore modifiée. L'effet de l'excitation optique sur la supraconductivité a été étudié dans le domaine visible ou proche infrarouge. Alors que le processus de base consiste à briser les paires de Cooper et à détruire la supraconductivité25,26, dans certains cas, la transition de supraconductivité peut être améliorée27,28,29, de nouvelles phases de supraconductivité peuvent même être induites30. L'absence de supraconductivité à Pc peut être attribuée à la rupture de paire photo-induite. Au point P0, le potentiel aux bornes de l’interface devient nul, indiquant que la densité de charge des deux côtés de l’interface atteint le même niveau sous cette intensité particulière d’éclairage lumineux. Une augmentation supplémentaire de l'intensité du laser entraîne la destruction d'un plus grand nombre de paires de Cooper et le YBCO est progressivement transformé en un matériau de type p. Au lieu de la diffusion d'électrons et de paires de Cooper, la caractéristique de l'interface est désormais déterminée par la diffusion d'électrons et de trous, ce qui conduit à une inversion de polarité du champ électrique dans l'interface et par conséquent à un Voc positif (comparer les figures 1d, h). À une intensité laser très élevée, la résistance différentielle de YBCO sature à une valeur correspondant à l'état normal et Voc et Isc ont tendance à varier linéairement avec l'intensité du laser (Fig. 2b). Cette observation révèle que l'irradiation laser sur YBCO à l'état normal ne modifiera plus sa résistivité et les caractéristiques de l'interface supraconducteur-métal mais augmentera seulement la concentration des paires électron-trou.
Pour étudier l’effet de la température sur les propriétés photovoltaïques, le système métal-supraconducteur a été irradié à la cathode avec un laser bleu d’intensité 502 mW/cm2. Les courbes IV obtenues à des températures sélectionnées entre 50 et 300 K sont présentées sur la figure 3a. La tension en circuit ouvert Voc, le courant de court-circuit Isc et la résistance différentielle peuvent ensuite être obtenus à partir de ces courbes IV et sont représentés sur la figure 3b. Sans éclairage lumineux, toutes les courbes IV mesurées à différentes températures dépassent l'origine comme prévu (encadré de la figure 3a). Les caractéristiques IV changent radicalement avec l'augmentation de la température lorsque le système est éclairé par un faisceau laser relativement puissant (502 mW/cm2). À basse température, les courbes IV sont des lignes droites parallèles à l'axe I avec des valeurs négatives de Voc. Cette courbe monte avec l'augmentation de la température et se transforme progressivement en une ligne avec une pente non nulle à une température critique Tcp (Fig. 3a (en haut)). Il semble que toutes les courbes caractéristiques IV tournent autour d’un point du troisième quadrant. Voc augmente d'une valeur négative à une valeur positive tandis que Isc diminue d'une valeur positive à une valeur négative. Au-dessus de la température de transition supraconductrice d'origine Tc de YBCO, la courbe IV évolue assez différemment avec la température (bas de la figure 3a). Premièrement, le centre de rotation des courbes IV se déplace vers le premier quadrant. Deuxièmement, Voc continue de diminuer et Isc augmente avec l'augmentation de la température (haut de la figure 3b). Troisièmement, la pente des courbes IV augmente linéairement avec la température, ce qui entraîne un coefficient de résistance à la température positif pour YBCO (bas de la figure 3b).
Dépendance en température des caractéristiques photovoltaïques pour le système de pâte YBCO-Ag sous un éclairage laser de 502 mW/cm2.
Le centre du spot laser est positionné autour des électrodes cathodiques (voir Fig. 1i). a, courbes IV obtenues de 50 à 90 K (en haut) et de 100 à 300 K (en bas) avec un incrément de température de 5 K et 20 K, respectivement. L'encadré a montre les caractéristiques IV à plusieurs températures dans l'obscurité. Toutes les courbes croisent le point d'origine. b, tension en circuit ouvert Voc et courant de court-circuit Isc (en haut) et résistance différentielle, dV/dI, de YBCO (en bas) en fonction de la température. La température de transition supraconductrice à résistance nulle Tcp n’est pas donnée car elle est trop proche de Tc0.
Trois températures critiques peuvent être reconnues sur la figure 3b : Tcp, au-dessus de laquelle YBCO devient non supraconducteur ; Tc0, à laquelle Voc et Isc deviennent nuls et Tc, la température de transition supraconductrice initiale de YBCO sans irradiation laser. En dessous de Tcp ~ 55 K, le YBCO irradié par laser est dans un état supraconducteur avec une concentration relativement élevée de paires de Cooper. L'effet de l'irradiation laser est de réduire la température de transition supraconductrice à résistance nulle de 89 K à ~ 55 K (bas de la figure 3b) en réduisant la concentration de la paire de Cooper en plus de produire une tension et un courant photovoltaïques. L'augmentation de la température détruit également les paires de Cooper, entraînant un potentiel plus faible dans l'interface. Par conséquent, la valeur absolue de Voc deviendra plus petite, même si la même intensité d’éclairage laser est appliquée. Le potentiel d’interface deviendra de plus en plus petit avec l’augmentation de la température et atteindra zéro à Tc0. Il n’y a pas d’effet photovoltaïque à ce point particulier car il n’y a pas de champ interne pour séparer les paires électron-trou photo-induites. Une inversion de polarité du potentiel se produit au-dessus de cette température critique car la densité de charge libre dans la pâte Ag est supérieure à celle dans YBCO qui est progressivement transférée vers un matériau de type p. Nous souhaitons souligner ici que l’inversion de polarité de Voc et Isc se produit immédiatement après la transition supraconductrice à résistance nulle, quelle que soit la cause de la transition. Cette observation révèle clairement, pour la première fois, la corrélation entre la supraconductivité et les effets photovoltaïques associés au potentiel d'interface métal-supraconducteur. La nature de ce potentiel à l’interface supraconducteur-métal normal a fait l’objet de recherches au cours des dernières décennies, mais de nombreuses questions restent encore sans réponse. La mesure de l'effet photovoltaïque peut s'avérer être une méthode efficace pour explorer les détails (tels que sa force et sa polarité, etc.) de cet important potentiel et ainsi mettre en lumière l'effet de proximité supraconducteur à haute température.
Une augmentation supplémentaire de la température de Tc0 à Tc conduit à une plus petite concentration de paires de Cooper et à une amélioration du potentiel d'interface et, par conséquent, à une plus grande concentration de Voc. À Tc, la concentration de la paire de Cooper devient nulle et le potentiel intégré à l'interface atteint un maximum, ce qui entraîne un Voc maximum et un Isc minimum. L'augmentation rapide de Voc et Isc (valeur absolue) dans cette plage de température correspond à la transition supraconductrice qui est élargie de ΔT ~ 3 K à ~ 34 K par irradiation laser d'intensité 502 mW/cm2 (Fig. 3b). Dans les états normaux supérieurs à Tc, la tension en circuit ouvert Voc diminue avec la température (en haut de la figure 3b), similaire au comportement linéaire de Voc pour les cellules solaires normales basées sur des jonctions pn . Bien que le taux de variation de Voc avec la température (−dVoc/dT), qui dépend fortement de l'intensité du laser, soit beaucoup plus faible que celui des cellules solaires normales, le coefficient de température de Voc pour la jonction YBCO-Ag a le même ordre de grandeur que celui des cellules solaires. Le courant de fuite d'une jonction pn pour un dispositif de cellule solaire normal augmente avec l'augmentation de la température, entraînant une diminution des COV à mesure que la température augmente. Les courbes IV linéaires observées pour ce système Ag-supraconducteur, dues d'une part au très faible potentiel d'interface et d'autre part à la connexion dos à dos des deux hétérojonctions, rendent difficile la détermination du courant de fuite. Néanmoins, il semble très probable que la même dépendance à la température du courant de fuite soit responsable du comportement de Voc observé dans notre expérience. Selon la définition, Isc est le courant nécessaire pour produire une tension négative pour compenser Voc afin que la tension totale soit nulle. À mesure que la température augmente, Voc diminue, de sorte que moins de courant est nécessaire pour produire la tension négative. De plus, la résistance de YBCO augmente linéairement avec la température supérieure à Tc (bas de la figure 3b), ce qui contribue également à la valeur absolue plus faible de Isc à haute température.
Notez que les résultats donnés sur les figures 2 et 3 sont obtenus par irradiation laser de la zone autour des électrodes cathodiques. Les mesures ont également été répétées avec un spot laser positionné sur l'anode et des caractéristiques IV et propriétés photovoltaïques similaires ont été observées, sauf que la polarité de Voc et Isc a été inversée dans ce cas. Toutes ces données conduisent à un mécanisme de l’effet photovoltaïque, étroitement lié à l’interface supraconducteur-métal.
En résumé, les caractéristiques IV du système de pâte supraconductrice YBCO-Ag irradié au laser ont été mesurées en fonction de la température et de l’intensité du laser. Un effet photovoltaïque remarquable a été observé dans la plage de températures allant de 50 à 300 K. On constate que les propriétés photovoltaïques sont fortement corrélées à la supraconductivité des céramiques YBCO. Une inversion de polarité de Voc et Isc se produit immédiatement après la transition photo-induite supraconductrice vers non supraconductrice. La dépendance en température de Voc et Isc mesurée à une intensité laser fixe montre également une inversion de polarité distincte à une température critique au-dessus de laquelle l'échantillon devient résistif. En localisant le point laser sur différentes parties de l'échantillon, nous montrons qu'il existe un potentiel électrique à travers l'interface, qui fournit la force de séparation pour les paires électron-trou photo-induites. Ce potentiel d'interface se dirige de YBCO vers l'électrode métallique lorsque YBCO est supraconducteur et passe dans la direction opposée lorsque l'échantillon devient non supraconducteur. L'origine du potentiel peut être naturellement associée à l'effet de proximité à l'interface métal-supraconducteur lorsque YBCO est supraconducteur et est estimée à environ 10−8 mV à 50 K avec une intensité laser de 502 mW/cm2. Le contact d'un matériau de type p YBCO à l'état normal avec une pâte Ag de matériau de type n forme une jonction quasi-pn responsable du comportement photovoltaïque des céramiques YBCO à haute température. Les observations ci-dessus mettent en lumière l'effet PV dans les céramiques YBCO supraconductrices à haute température et ouvrent la voie à de nouvelles applications dans les dispositifs optoélectroniques tels que les détecteurs de lumière passifs rapides et les détecteurs de photons uniques.
Les expériences d'effet photovoltaïque ont été réalisées sur un échantillon de céramique YBCO de 0,52 mm d'épaisseur et de forme rectangulaire de 8,64 × 2,26 mm2 et éclairé par un laser bleu à onde continue (λ = 450 nm) avec une taille de point laser de 1,25 mm de rayon. L’utilisation d’un échantillon en vrac plutôt que d’un film mince nous permet d’étudier les propriétés photovoltaïques du supraconducteur sans avoir à gérer l’influence complexe du substrat6,7. De plus, le matériau en vrac pourrait être propice à sa procédure de préparation simple et à son coût relativement faible. Les fils conducteurs de cuivre sont cohérents sur l'échantillon YBCO avec de la pâte d'argent formant quatre électrodes circulaires d'environ 1 mm de diamètre. La distance entre les deux électrodes de tension est d'environ 5 mm. Les caractéristiques IV de l'échantillon ont été mesurées à l'aide du magnétomètre à échantillon vibrant (VersaLab, Quantum Design) avec une fenêtre à cristal de quartz. La méthode standard à quatre fils a été utilisée pour obtenir les courbes IV. Les positions relatives des électrodes et du spot laser sont illustrées sur la figure 1i.
Comment citer cet article : Yang, F. et al. Origine de l'effet photovoltaïque dans les céramiques supraconductrices YBa2Cu3O6.96. Sci. Rep.5, 11504 ; est ce que je : 10.1038/srep11504 (2015).
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Ce travail a été soutenu par la Fondation nationale des sciences naturelles de Chine (subvention n° 60571063), les projets de recherche fondamentale de la province du Henan, Chine (subvention n° 122300410231).
FY a rédigé le texte de l’article et MYH a préparé l’échantillon de céramique YBCO. FY et MYH ont réalisé l'expérience et analysé les résultats. FGC a dirigé le projet et l’interprétation scientifique des données. Tous les auteurs ont révisé le manuscrit.
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Heure de publication : 22 avril 2020