Köszönjük, hogy meglátogatta a nature.com oldalt. Olyan böngészőverziót használ, amely korlátozottan támogatja a CSS-t. A legjobb élmény elérése érdekében javasoljuk, hogy használjon naprakészebb böngészőt (vagy kapcsolja ki a kompatibilitási módot az Internet Explorerben). Addig is a folyamatos támogatás érdekében az oldalt stílusok és JavaScript nélkül jelenítjük meg.
Figyelemre méltó fotovoltaikus hatásról számolunk be az YBa2Cu3O6.96 (YBCO) kerámiában 50 és 300 K között, kék lézeres megvilágítással, amely közvetlenül összefügg az YBCO szupravezető képességével és az YBCO-fémes elektróda interfészével. A Voc nyitott áramköri feszültség és az Isc rövidzárlati áram polaritása megfordul, amikor az YBCO szupravezetőből rezisztív állapotba megy át. Megmutatjuk, hogy a szupravezető-normál fém interfészen elektromos potenciál van, amely biztosítja a fotoindukált elektron-lyuk párok elválasztó erejét. Ez az interfészpotenciál az YBCO-tól a fémelektródára irányul, amikor az YBCO szupravezető, és az ellenkező irányba vált, amikor az YBCO nem szupravezetővé válik. A potenciál eredete könnyen összefüggésbe hozható a fém-szupravezető interfész közelségi hatásával, amikor az YBCO szupravezető, és értéke ~10–8 mV 50 K-en, 502 mW/cm2 lézerintenzitás mellett. Normál állapotú p-típusú YBCO anyag és n-típusú anyagú Ag-paszta kombinációja kvázi-pn átmenetet képez, amely felelős az YBCO kerámiák fotovoltaikus viselkedéséért magas hőmérsékleten. Eredményeink megnyithatják az utat a foton-elektronikai eszközök új alkalmazásai felé, és további megvilágításba helyezhetik a szupravezető-fém interfész közelségi hatását.
A magas hőmérsékletű szupravezetőkben a fotoindukált feszültségről az 1990-es évek elején számoltak be, és azóta is alaposan vizsgálják, ennek természete és mechanizmusa azonban továbbra is tisztázatlan1,2,3,4,5. Különösen az YBa2Cu3O7-δ (YBCO) vékonyrétegeket6,7,8 intenzíven tanulmányozzák fotovoltaikus (PV) cella formájában, az állítható energiarés miatt9,10,11,12,13. A hordozó nagy ellenállása azonban mindig az eszköz alacsony konverziós hatékonyságához vezet, és elfedi az YBCO8 elsődleges PV tulajdonságait. Itt egy figyelemre méltó fotovoltaikus hatásról számolunk be, amelyet YBa2Cu3O6.96 (YBCO) kerámiában 50 és 300 K között (Tc ~ 90 K) okozott kék lézer (λ = 450 nm) megvilágítás. Megmutatjuk, hogy a PV hatás közvetlenül összefügg az YBCO szupravezető képességével és az YBCO-fémes elektróda interfész természetével. A Voc nyitott áramköri feszültség és az Isc rövidzárlati áram polaritása megfordul, amikor az YBCO szupravezető fázisból rezisztív állapotba megy át. Azt javasolják, hogy a szupravezető-normál fém interfészen elektromos potenciál van, amely biztosítja a fotoindukált elektron-lyuk párok elválasztó erejét. Ez az interfészpotenciál az YBCO-ról a fémelektródára irányul, amikor az YBCO szupravezető, és az ellenkező irányba vált, amikor a minta nem szupravezetővé válik. A potenciál eredete természetesen összefüggésbe hozható a fém-szupravezető interfésznél jelentkező közelségi hatással14, 15, 16, 17, amikor az YBCO szupravezető, és értékét ~10-8 mV-ra becsülik 50 K-en, 502 mW lézerintenzitás mellett. /cm2. Egy p-típusú YBCO anyag normál állapotban egy n-típusú anyaggal Ag-pasztával kombinálva nagy valószínűséggel egy kvázi-pn átmenet jön létre, amely felelős az YBCO kerámiák PV viselkedéséért magas hőmérsékleten. Megfigyeléseink további fényt derítenek a PV-hatás eredetére a magas hőmérsékletű szupravezető YBCO kerámiákban, és megnyitják az utat az optoelektronikai eszközökben, például a gyors passzív fénydetektorban stb.
Az 1a–c ábrán látható, hogy az YBCO kerámiaminta IV karakterisztikája 50 K-en. Fénymegvilágítás nélkül a mintán a feszültség nulla marad változó áram mellett, amint az egy szupravezető anyagtól elvárható. Nyilvánvaló fotovoltaikus hatás jelenik meg, ha a lézersugarat a katódra irányítják (1a. ábra): az I tengellyel párhuzamos IV görbék a lézer intenzitásának növekedésével lefelé mozognak. Nyilvánvaló, hogy áram nélkül is létezik negatív fotoindukált feszültség (gyakran Voc nyitott áramköri feszültségnek nevezik). Az IV görbe nulla meredeksége azt jelzi, hogy a minta még mindig szupravezető lézeres megvilágítás mellett.
(a–c) és 300 K (e–g). A V(I) értékeit úgy kaptuk meg, hogy az áramot –10 mA-ről +10 mA-re söpörtük vákuumban. A kísérleti adatoknak csak egy részét mutatjuk be az áttekinthetőség kedvéért. a, Az YBCO áram-feszültség karakterisztikája a katódon elhelyezett lézerponttal mérve (i). Az összes IV görbe vízszintes egyenes vonal, amely azt jelzi, hogy a minta még mindig szupravezető lézeres besugárzással. A görbe a lézer intenzitásának növekedésével lefelé mozog, jelezve, hogy nulla áram mellett is negatív potenciál (Voc) van a két feszültségvezeték között. Az IV görbék változatlanok maradnak, ha a lézert a minta közepére irányítják 50 K (b) vagy 300 K (f) éter mellett. A vízszintes vonal felfelé mozdul, ahogy az anód világít (c). A fém-szupravezető átmenet sematikus modellje 50 K-en a d. A normál állapotú YBCO áram-feszültség karakterisztikája 300 K-en, katódra és anódra irányított lézersugárral mérve, e-ben, illetve g-ben van megadva. Az 50 K-en kapott eredményekkel ellentétben az egyenes vonalak nullától eltérő meredeksége azt jelzi, hogy az YBCO normál állapotban van; a Voc értékei a fény intenzitásával ellentétes irányban változnak, ami eltérő töltésleválasztási mechanizmust jelez. Egy lehetséges interfész struktúra 300 K-on hj-ban van ábrázolva. A minta valós képe vezetékekkel.
Az oxigénben gazdag YBCO szupravezető állapotban a napfény szinte teljes spektrumát képes elnyelni nagyon kis energiarésének (Pl. 9,10) köszönhetően, ezáltal elektron-lyuk párokat (e–h) hozva létre. Ahhoz, hogy a fotonok abszorpciójával Voc nyitott áramköri feszültséget hozzunk létre, térben el kell különíteni a fotogenerált eh párokat, mielőtt a rekombináció megtörténik18. A negatív Voc a katódhoz és az anódhoz viszonyítva, ahogy az 1i. ábrán látható, arra utal, hogy a fém-szupravezető interfészen elektromos potenciál van, amely az elektronokat az anódhoz, a lyukakat pedig a katódhoz sodorja. Ha ez a helyzet, akkor a szupravezetőtől az anódon lévő fémelektródára mutató potenciálnak is kell lennie. Következésképpen pozitív Voc értéket kapunk, ha az anód közelében lévő mintaterület meg van világítva. Ezenkívül nem szabad fotoindukált feszültségnek lennie, ha a lézerfolt az elektródáktól távoli területekre mutat. Minden bizonnyal ez a helyzet, amint az az 1b, c ábrán látható!.
Amikor a fényfolt a katódelektródától a minta középpontja felé mozog (kb. 1,25 mm-re az interfészektől), nem figyelhető meg az IV görbék változása és nem figyelhető meg Voc a lézerintenzitás növelésével a rendelkezésre álló maximális értékre (1b. ábra). . Ez az eredmény természetesen a fotoindukált hordozók korlátozott élettartamának és a mintában lévő elválasztóerő hiányának tudható be. Elektron-lyuk párok bármikor létrehozhatók, amikor a mintát megvilágítják, de az e-h párok többsége megsemmisül, és nem észlelhető fotovoltaikus hatás, ha a lézerfolt az elektródáktól távol eső területekre esik. A lézerfoltot az anódelektródákra mozgatva az I tengellyel párhuzamos IV görbék a lézer intenzitásának növekedésével felfelé mozognak (1c. ábra). Hasonló beépített elektromos tér található az anód fém-szupravezető csomópontjában. A fémelektróda azonban ezúttal a tesztrendszer pozitív vezetékéhez csatlakozik. A lézer által előállított lyukakat az anódvezetékre tolják, és így pozitív Voc figyelhető meg. Az itt bemutatott eredmények erős bizonyítékot szolgáltatnak arra, hogy valóban létezik interfész potenciál, amely a szupravezetőtől a fémelektródáig mutat.
A fotovoltaikus hatás YBa2Cu3O6.96 kerámiában 300 K-en az 1e–g. ábrán látható. Fény megvilágítás nélkül a minta IV görbéje az origót keresztező egyenes vonal. Ez az egyenes az eredetivel párhuzamosan felfelé halad, miközben a lézer intenzitása megnövekszik a katódvezetékeken (1e. ábra). A fotovoltaikus eszközök esetében két korlátozó eset van. A rövidzárlat akkor következik be, ha V = 0. Az áramot ebben az esetben rövidzárlati áramnak (Isc) nevezzük. A második határeset a nyitott áramkör (Voc), amely akkor következik be, ha R →∞ vagy az áramerősség nulla. Az 1e. ábra jól mutatja, hogy a Voc pozitív, és a fényintenzitás növekedésével növekszik, ellentétben az 50 K-en kapott eredménnyel; míg a negatív Isc nagysága fény megvilágítással növekszik, ami a normál napelemek tipikus viselkedése.
Hasonlóképpen, ha a lézersugár az elektródáktól távoli területekre irányul, a V(I) görbe független a lézer intenzitásától, és nem jelentkezik fotovoltaikus hatás (1f. ábra). Az 50 K-en végzett méréshez hasonlóan az IV görbék az anódelektróda besugárzásakor az ellenkező irányba mozdulnak el (1g. ábra). Mindezek az eredmények, amelyeket erre az YBCO-Ag pasztarendszerre vonatkozóan 300 K-en a minta különböző helyein besugárzott lézerrel kaptak, összhangban vannak az 50 K-en megfigyelttel ellentétes interfészpotenciállal.
Az elektronok többsége Cooper-párokban kondenzálódik a szupravezető YBCO-ban a Tc átmeneti hőmérséklete alatt. A fémelektródában az összes elektron szinguláris formában marad. A fém-szupravezető interfész közelében nagy a sűrűséggradiens az egyes elektronok és a Cooper-párok számára. A fémes anyagban lévő többségi hordozó szinguláris elektronok a szupravezető régióba diffundálnak, míg a többségi hordozó Cooper-párok az YBCO régióban a fém régióba diffundálnak. Amint a több töltést hordozó és a szinguláris elektronoknál nagyobb mobilitású Cooper-párok az YBCO-ból a fémes tartományba diffundálnak, pozitív töltésű atomok maradnak hátra, ami elektromos mezőt eredményez a tértöltési tartományban. Ennek az elektromos térnek az irányát az 1d. ábra sematikus diagramja mutatja. Az incidens foton-megvilágítás a tértöltési tartomány közelében olyan párokat hozhat létre, amelyek szétválnak és kisöpörve fotoáramot hoznak létre a fordított torzítás irányába. Amint az elektronok kikerülnek a beépített elektromos mezőből, párokba tömörülnek, és ellenállás nélkül áramlanak a másik elektródához. Ebben az esetben a Voc az előre beállított polaritással ellentétes, és negatív értéket jelenít meg, amikor a lézersugár a negatív elektróda körüli területre mutat. A Voc értékéből megbecsülhető a potenciál az interfészen: a két d feszültségvezeték távolsága ~5 × 10-3 m, a fém-szupravezető interfész di vastagsága azonos nagyságrendű legyen. az YBCO szupravezető koherenciahosszaként (~1 nm)19,20, vegyük Voc = 0,03 mV értékét, a potenciál Vms a fém-szupravezető interfész értéke ~10-11 V 50 K-en 502 mW/cm2 lézerintenzitás mellett, a következő egyenlet alapján:
Itt szeretnénk hangsúlyozni, hogy a fotoindukált feszültség nem magyarázható fototermikus hatással. Kísérletileg megállapították, hogy az YBCO szupravezető Seebeck-együtthatója Ss = 021. A Seebeck-együttható rézvezetékeknél az SCu = 0,34–1,15 μV/K3 tartományba esik. A rézhuzal hőmérséklete a lézerpontnál kis mértékben, 0,06 K-el megemelhető 50 K-en elérhető maximális lézerintenzitás mellett. Ez 6,9 × 10-8 V-os termoelektromos potenciált eredményezhet, amely három nagyságrenddel kisebb, mint az 1(a) ábrán kapott Voc. Nyilvánvaló, hogy a termoelektromos hatás túl kicsi ahhoz, hogy megmagyarázza a kísérleti eredményeket. Valójában a lézeres besugárzás miatti hőmérséklet-ingadozás kevesebb mint egy perc alatt eltűnne, így a hőhatás hozzájárulása biztonságosan figyelmen kívül hagyható.
Az YBCO ezen fotovoltaikus hatása szobahőmérsékleten azt mutatja, hogy itt egy eltérő töltésleválasztási mechanizmus vesz részt. A szupravezető YBCO normál állapotban p-típusú anyag lyukakkal töltéshordozóként22,23, míg a fémes Ag-paszta n-típusú anyag jellemzőivel rendelkezik. Hasonlóan a pn átmenetekhez, az ezüstpasztában és az YBCO kerámiában lévő lyukakban lévő elektronok diffúziója belső elektromos mezőt hoz létre, amely az YBCO kerámiára mutat a határfelületen (1h ábra). Ez a belső mező biztosítja az elválasztó erőt, és pozitív Voc-hoz és negatív Isc-hez vezet az YBCO-Ag pasztarendszerhez szobahőmérsékleten, amint az 1e. ábrán látható. Alternatív megoldásként az Ag-YBCO p-típusú Schottky-csomópontot alkothat, amely a fent bemutatott modellel azonos polaritású interfészpotenciálhoz vezet24.
Az YBCO szupravezető átmenete során a fotovoltaikus tulajdonságok részletes fejlődési folyamatának vizsgálatához a minta IV görbéit 80 K-en mértük meg kiválasztott lézerintenzitásokkal, amelyek a katódelektródán világítottak meg (2. ábra). Lézeres besugárzás nélkül a mintán a feszültség az áramerősségtől függetlenül nullán marad, jelezve a minta szupravezető állapotát 80 K-en (2a. ábra). Az 50 K-on kapott adatokhoz hasonlóan az I tengellyel párhuzamos IV görbék a lézer intenzitásának növekedésével lefelé mozognak, amíg el nem érik a Pc kritikus értéket. E kritikus lézerintenzitás (Pc) felett a szupravezető átmeneten megy keresztül a szupravezető fázisból az ellenállásos fázisba; a feszültség a szupravezető ellenállásának megjelenése miatt az áramerősséggel növekedni kezd. Ennek eredményeként az IV görbe kezd metszeni az I-tengellyel és a V-tengellyel, ami először negatív Voc-hoz és pozitív Isc-hez vezet. Most úgy tűnik, hogy a minta olyan különleges állapotban van, amelyben a Voc és az Isc polaritása rendkívül érzékeny a fény intenzitására; A fényintenzitás nagyon kis növekedésével az Isc pozitívból negatívra, a Voc negatívból pozitív értékre alakul át, átadva az origót (a fotovoltaikus tulajdonságok, különösen az Isc érték nagy érzékenysége a fény megvilágítására jobban látható az ábrán. 2b). Az elérhető legmagasabb lézerintenzitás mellett az IV görbék egymással párhuzamosak akarnak lenni, ami az YBCO minta normál állapotát jelzi.
A lézerpont középpontja a katódelektródák körül helyezkedik el (lásd az 1i. ábrát). A különböző lézerintenzitással besugárzott YBCO a, IV görbéi. b (fent), Voc szakadási feszültség és rövidzárlati áram lézerintenzitásfüggése Isc. Az Isc értékek alacsony fényintenzitás mellett (< 110 mW/cm2) nem kaphatók meg, mivel az IV görbék párhuzamosak az I tengellyel, amikor a minta szupravezető állapotban van. b (alul), differenciálellenállás a lézerintenzitás függvényében.
A Voc és Isc lézerintenzitás-függése 80 K-en a 2b. ábrán (fent) látható. A fotovoltaikus tulajdonságok három fényintenzitás-tartományban tárgyalhatók. Az első tartomány 0 és Pc között van, amelyben YBCO szupravezető, Voc negatív és csökken (abszolút érték növekszik) a fény intenzitásával és Pc-n elérve a minimumot. A második tartomány Pc-től egy másik kritikus P0 intenzitásig terjed, amelyben a Voc növekszik, míg az Isc csökken a növekvő fényintenzitás mellett, és mindkettő nullát ér el P0-nál. A harmadik régió P0 felett van az YBCO normál állapotának eléréséig. Bár mind a Voc, mind az Isc a fényintenzitás szerint változik, ugyanúgy, mint a 2. tartományban, ellentétes polaritásuk van a P0 kritikus intenzitás felett. A P0 jelentősége abban rejlik, hogy nincs fotovoltaikus hatás, és ezen a ponton minőségileg megváltozik a töltésleválasztó mechanizmus. Az YBCO minta ebben a fényintenzitás-tartományban nem szupravezetővé válik, de a normál állapotot még el kell érni.
Nyilvánvaló, hogy a rendszer fotovoltaikus jellemzői szorosan összefüggenek az YBCO szupravezető képességével és szupravezető átmenetével. Az YBCO dV/dI differenciális ellenállása a 2b. ábrán (alul) látható a lézerintenzitás függvényében. Amint azt korábban említettük, a Cooper-párnak köszönhető beépített elektromos potenciál az interfészben diffúziós pontokat mutat a szupravezetőtől a fémig. Az 50 K-en megfigyelthez hasonlóan a fotovoltaikus hatás fokozódik a lézerintenzitás 0-ról Pc-re történő növelésével. Amikor a lézer intenzitása valamivel Pc feletti értéket ér el, az IV görbe dőlni kezd, és a minta ellenállása kezd megjelenni, de a határfelületi potenciál polaritása még nem változik. Az optikai gerjesztés hatását a szupravezetésre a látható vagy közeli infravörös tartományban vizsgálták. Míg az alapfolyamat a Cooper-párok szétbontása és a szupravezetés megsemmisítése25,26, addig bizonyos esetekben a szupravezetési átmenet fokozható27,28,29, sőt a szupravezetés új fázisai is előidézhetők30. A szupravezetés hiánya Pc-n a fotoindukált pártörésnek tulajdonítható. A P0 pontban az interfész potenciálja nullává válik, ami azt jelzi, hogy a töltéssűrűség az interfész mindkét oldalán ugyanazt a szintet éri el a fény megvilágításának adott intenzitása mellett. A lézer intenzitásának további növelése több Cooper-pár elpusztulását eredményezi, és az YBCO fokozatosan átalakul p-típusú anyaggá. Az elektron- és Cooper-pár diffúziója helyett az interfész jellemzőit most az elektron- és lyukdiffúzió határozza meg, ami a határfelületen lévő elektromos tér polaritásának megfordulásához és ennek következtében pozitív Voc-hoz vezet (vö. 1d,h ábra). Nagyon nagy lézerintenzitás esetén az YBCO differenciális ellenállása a normál állapotnak megfelelő értékre telítődik, és mind a Voc, mind az Isc lineárisan változik a lézer intenzitásával (2b. ábra). Ez a megfigyelés azt mutatja, hogy a normál állapotú YBCO lézeres besugárzása már nem változtatja meg az ellenállását és a szupravezető-fém interfész jellemzőit, hanem csak növeli az elektron-lyuk párok koncentrációját.
A hőmérséklet fotovoltaikus tulajdonságokra gyakorolt hatásának vizsgálatára a fém-szupravezető rendszert a katódon 502 mW/cm2 intenzitású kék lézerrel sugároztuk be. A kiválasztott 50 és 300 K közötti hőmérsékleteken kapott IV görbék a 3a. ábrán láthatók. A Voc szakadási feszültség, az Isc rövidzárlati áram és a differenciálellenállás ezekből az IV görbékből nyerhető, és a 3b. ábrán látható. Fény megvilágítás nélkül az összes különböző hőmérsékleten mért IV görbe a vártnak megfelelően átmegy az origón (3a. ábra beillesztése). Az IV karakterisztikája drasztikusan megváltozik a hőmérséklet emelkedésével, ha a rendszert viszonylag erős lézersugárral (502 mW/cm2) világítják meg. Alacsony hőmérsékleten az IV görbék az I tengellyel párhuzamos egyenesek, negatív Voc értékekkel. Ez a görbe a hőmérséklet emelkedésével felfelé mozdul el, és egy kritikus Tcp hőmérsékleten fokozatosan nullától eltérő meredekségű egyenessé válik (3a. ábra (fent)). Úgy tűnik, hogy az összes IV karakterisztikus görbe a harmadik kvadráns egy pontja körül forog. A Voc negatív értékről pozitívra nő, míg az Isc pozitív értékről negatív értékre csökken. Az YBCO eredeti szupravezető átmeneti hőmérséklete, Tc felett a IV görbe meglehetősen eltérően változik a hőmérséklettel (3a. ábra alja). Először is, az IV görbék forgásközéppontja az első kvadránsba kerül. Másodszor, a Voc folyamatosan csökken, az Isc pedig nő a hőmérséklet emelkedésével (3b. ábra teteje). Harmadszor, a IV görbék meredeksége lineárisan növekszik a hőmérséklettel, ami pozitív hőmérsékleti ellenállási együtthatót eredményez az YBCO-ra (3b. ábra alja).
YBCO-Ag pasztarendszer fotovoltaikus jellemzőinek hőmérsékletfüggése 502 mW/cm2 lézeres megvilágítás mellett.
A lézerpont középpontja a katódelektródák körül helyezkedik el (lásd az 1i. ábrát). a, IV görbék 50-90 K (fent) és 100-300 K (alul) 5 K, illetve 20 K hőmérséklet-növekedéssel. Az a betét mutatja az IV karakterisztikát több hőmérsékleten, sötétben. Az összes görbe keresztezi a kezdőpontot. b, Voc nyitott áramköri feszültség és Isc rövidzárlati áram (fent), valamint YBCO dV/dI differenciális ellenállása (alul) a hőmérséklet függvényében. A nulla ellenállású szupravezető átmeneti hőmérséklet Tcp nincs megadva, mert túl közel van a Tc0-hoz.
A 3b. ábrán három kritikus hőmérséklet ismerhető fel: Tcp, amely felett az YBCO nem szupravezetővé válik; Tc0, amelynél a Voc és az Isc is nullává válik, és Tc, az YBCO eredeti kezdeti szupravezető átmeneti hőmérséklete lézeres besugárzás nélkül. Tcp ~ 55 K alatt a lézerrel besugárzott YBCO szupravezető állapotban van, és viszonylag magas a Cooper-párok koncentrációja. A lézeres besugárzás hatására a nulla ellenállású szupravezető átmeneti hőmérséklet 89 K-ról ~55 K-ra csökken (3b. ábra alján), a Cooper-pár koncentrációjának csökkentésével a fotovoltaikus feszültség és áram előállítása mellett. A növekvő hőmérséklet a Cooper-párokat is lebontja, ami alacsonyabb potenciált eredményez az interfészben. Következésképpen a Voc abszolút értéke kisebb lesz, bár a lézeres megvilágítás ugyanazt az intenzitást alkalmazza. Az interfészpotenciál a hőmérséklet további emelkedésével egyre kisebb lesz, és Tc0-nál eléri a nullát. Ezen a speciális ponton nincs fotovoltaikus hatás, mert nincs belső tér, amely elválasztaná a fotoindukált elektron-lyuk párokat. E kritikus hőmérséklet felett a potenciál polaritása megfordul, mivel az Ag pasztában a szabad töltéssűrűség nagyobb, mint az YBCO-ban, amely fokozatosan visszakerül egy p-típusú anyagba. Itt szeretnénk hangsúlyozni, hogy a Voc és Isc polaritásváltása közvetlenül a nulla ellenállású szupravezető átmenet után következik be, függetlenül az átmenet okától. Ez a megfigyelés először világosan feltárja a szupravezetés és a fém-szupravezető interfészpotenciálhoz kapcsolódó fotovoltaikus hatások közötti összefüggést. Ennek a potenciálnak a természete a szupravezető-normál fém határfelületen az elmúlt évtizedekben a kutatás fókusza volt, de sok kérdés vár még válaszra. A fotovoltaikus hatás mérése hatékony módszernek bizonyulhat e fontos potenciál részleteinek (pl. erőssége, polaritása stb.) feltárására, és így rávilágíthat a magas hőmérsékletű szupravezető közelségi hatásra.
A hőmérséklet további emelkedése Tc0-ról Tc-re a Cooper-párok kisebb koncentrációjához és az interfészpotenciál növekedéséhez, következésképpen a Voc növekedéséhez vezet. Tc-nél a Cooper-pár koncentrációja nulla lesz, és a beépítési potenciál az interfészen eléri a maximumot, ami maximális Voc-ot és minimális Isc-t eredményez. A Voc és Isc (abszolút érték) gyors növekedése ebben a hőmérsékleti tartományban a szupravezető átmenetnek felel meg, amely ΔT ~ 3 K-ról ~34 K-re bővül 502 mW/cm2 intenzitású lézeres besugárzással (3b. ábra). A Tc feletti normál állapotokban a Voc nyitott áramköri feszültség a hőmérséklettel csökken (3b. ábra tetején), hasonlóan a Voc lineáris viselkedéséhez normál napelemeknél a pn átmenetek alapján31,32,33. Bár a Voc hőmérséklet változási sebessége (−dVoc/dT), amely erősen függ a lézer intenzitásától, jóval kisebb, mint a normál napelemeké, a Voc hőmérsékleti együtthatója az YBCO-Ag átmenetre ugyanolyan nagyságrendű, mint a napelemek. A normál napelemes eszközök pn átmenetének szivárgási árama a hőmérséklet emelkedésével nő, ami a hőmérséklet növekedésével a Voc csökkenéséhez vezet. Az ennél az Ag-szupravezető rendszernél megfigyelt lineáris IV görbék egyrészt a nagyon kicsi interfészpotenciál, másrészt a két heteroátmenet egymás közötti kapcsolata miatt megnehezítik a szivárgó áram meghatározását. Mindazonáltal nagyon valószínűnek tűnik, hogy a szivárgó áram azonos hőmérséklet-függése felelős a kísérletünkben megfigyelt Voc viselkedésért. A definíció szerint az Isc az az áramerősség, amely negatív feszültség előállításához szükséges a Voc kompenzálásához úgy, hogy a teljes feszültség nulla legyen. A hőmérséklet növekedésével a Voc kisebb lesz, így kevesebb áramra van szükség a negatív feszültség előállításához. Továbbá az YBCO ellenállása lineárisan növekszik a Tc feletti hőmérséklettel (3b. ábra alja), ami szintén hozzájárul az Isc alacsonyabb abszolút értékéhez magas hőmérsékleten.
Figyeljük meg, hogy a 2. és 3. ábrán látható eredményeket a katódelektródák körüli terület lézeres besugárzásával kapjuk. A méréseket anódon elhelyezett lézerponttal is megismételték, és hasonló IV karakterisztikákat és fotovoltaikus tulajdonságokat figyeltek meg, kivéve, hogy a Voc és az Isc polaritása ebben az esetben megfordult. Mindezek az adatok a fotovoltaikus hatás mechanizmusához vezetnek, amely szorosan kapcsolódik a szupravezető-fém interfészhez.
Összefoglalva, a lézerrel besugárzott szupravezető YBCO-Ag paszta rendszer IV jellemzőit a hőmérséklet és a lézerintenzitás függvényében mérték. Figyelemre méltó fotovoltaikus hatást figyeltek meg az 50 és 300 K közötti hőmérséklet-tartományban. Azt találták, hogy a fotovoltaikus tulajdonságok erősen korrelálnak az YBCO kerámiák szupravezető képességével. A Voc és Isc polaritásváltása közvetlenül a fotoindukált szupravezető nem-szupravezető átmenet után következik be. A Voc és Isc fix lézerintenzitáson mért hőmérséklet-függése szintén határozott polaritásváltást mutat egy kritikus hőmérsékleten, amely felett a minta rezisztívvé válik. A lézerfoltnak a minta különböző részein történő elhelyezésével megmutatjuk, hogy az interfészen elektromos potenciál van, amely biztosítja a fotoindukált elektron-lyuk párok elválasztó erejét. Ez az interfészpotenciál az YBCO-ról a fémelektródára irányul, amikor az YBCO szupravezető, és az ellenkező irányba vált, amikor a minta nem szupravezetővé válik. A potenciál eredete természetesen összefüggésbe hozható a fém-szupravezető interfész közelségi hatásával, amikor az YBCO szupravezető, és a becslések szerint ~10–8 mV 50 K-en, 502 mW/cm2 lézerintenzitás mellett. A p-típusú YBCO anyag normál állapotú érintkezése n-típusú anyaggal Az Ag-paszta kvázi-pn átmenetet képez, amely felelős az YBCO kerámiák fotovoltaikus viselkedéséért magas hőmérsékleten. A fenti megfigyelések rávilágítanak a PV-hatásra a magas hőmérsékletű szupravezető YBCO kerámiákban, és megnyitják az utat az optoelektronikai eszközök új alkalmazásaihoz, mint például a gyors passzív fénydetektor és az egyfoton detektor.
A fotovoltaikus hatáskísérleteket 0,52 mm vastag, 8,64 × 2,26 mm2 téglalap alakú YBCO kerámiamintán végeztük, amelyet folyamatos hullámú kék lézerrel (λ = 450 nm) világítottak meg, 1,25 mm sugarú lézerfolttal. A vékonyréteg helyett ömlesztett minta használata lehetővé teszi a szupravezető fotovoltaikus tulajdonságainak tanulmányozását anélkül, hogy foglalkozni kellene a szubsztrát összetett hatásával6,7. Ezen túlmenően az ömlesztett anyag elősegítheti az egyszerű előállítási eljárást és a viszonylag alacsony költséget. A réz ólomhuzalokat az YBCO mintán ezüstpasztával összeillesztik, négy, körülbelül 1 mm átmérőjű, kör alakú elektródát képezve. A két feszültségelektróda közötti távolság körülbelül 5 mm. A minta IV karakterisztikáját kvarckristály ablakos vibrációs mintamagnetométerrel (VersaLab, Quantum Design) mértük. Az IV görbék meghatározásához standard négyvezetékes módszert alkalmaztunk. Az elektródák és a lézerfolt egymáshoz viszonyított helyzete az 1i. ábrán látható.
Hogyan idézzük ezt a cikket: Yang, F. et al. A fotovoltaikus hatás eredete szupravezető YBa2Cu3O6.96 kerámiákban. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG & Testardi, LR Szimmetria által tiltott lézer-indukált feszültségek YBa2Cu3O7-ben. Phys. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).
Kwok, HS, Zheng, JP & Dong, SY A rendellenes fotovoltaikus jel eredete Y-Ba-Cu-O-ban. Phys. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).
Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR & Wang, GW Szupravezető Bi-Sr-Ca-Cu-O lézer-indukált feszültségeinek mérése. Phys. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).
Tate, KL és mtsai. Tranziens lézer-indukált feszültségek szobahőmérsékletű YBa2Cu3O7-x filmekben. J. Appl. Phys. 67, 4375-4376 (1990).
Kwok, HS & Zheng, JP Rendellenes fotovoltaikus válasz YBa2Cu3O7-ben. Phys. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).
Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. & Hiroi, Z. Fotogenerált lyukhordozó injekció YBa2Cu3O7−x-hez oxid heterostruktúrában. Appl. Phys. Lett. 85, 2950–2952 (2004).
Asakura, D. et al. YBa2Cu3Oy vékonyrétegek fotoemissziós vizsgálata könnyű megvilágítás mellett. Phys. Rev. Lett. 93, 247006 (2004).
Yang, F. et al. Különböző oxigén parciális nyomáson lágyított YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb heterojunkció fotovoltaikus hatása. Mater. Lett. 130, 51–53 (2014).
Aminov, BA és mtsai. Kétrés szerkezet az Yb(Y)Ba2Cu3O7-x egykristályokban. J. Supercond. 7, 361-365 (1994).
Kabanov, VV, Demsar, J., Podobnik, B. & Mihailovic, D. Kvázirészecskék relaxációs dinamikája különböző résszerkezetű szupravezetőkben: Theory and experiments on YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).
Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ & Shen, BG Az YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb heterojunkció egyenirányító tulajdonságai. Appl. Phys. Lett. 87, 222501 (2005).
Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL & Tanner, DB Excitonikus abszorpció és szupravezetés az YBa2Cu3O7-δ-ben. Phys. Rev. Lett. 59, 919-922 (1987).
Yu, G., Heeger, AJ és Stucky, G. Tranziens fotoindukált vezetőképesség YBa2Cu3O6.3 félvezető egykristályaiban: fotoindukált fémes állapot és fotoindukált szupravezetés keresése. Szilárd államközösség. 72, 345–349 (1989).
McMillan, WL A szupravezető közelségi hatás alagútmodellje. Phys. Rev. 175, 537–542 (1968).
Guéron, S. et al. Szupravezető közelséghatás mezoszkópikus hosszskálán vizsgálva. Phys. Rev. Lett. 77, 3025-3028 (1996).
Annunziata, G. & Manske, D. Proximity effect with noncentrosimmetrikus szupravezetők. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM et al. Erős szupravezető közelségi hatás Pb-Bi2Te3 hibrid szerkezetekben. Sci. Rep. 2, 339 (2012).
Chapin, DM, Fuller, CS & Pearson, GL Új szilícium pn átmenetű fotocella a napsugárzás elektromos energiává alakításához. J. App. Phys. 25, 676–677 (1954).
Tomimoto, K. Szennyeződések hatása a szupravezető koherencia hosszára Zn- vagy Ni-adalékolt YBa2Cu3O6.9 egykristályokban. Phys. Rev. B 60, 114–117 (1999).
Ando, Y. & Segawa, K. Untwinned YBa2Cu3Oy egykristályok mágneses rezisztenciája az adalékolás széles skálájában: a koherencia hosszának rendellenes lyukadalékfüggősége. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).
Obertelli, SD & Cooper, JR Szisztematika a magas T-oxidok termoelektromos teljesítményében. Phys. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).
Sugai, S. et al. A koherens csúcs és az LO fonon módus vivősűrűség-függő impulzus-eltolódása p-típusú nagy Tc-s szupravezetőkben. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).
Nojima, T. et al. Lyukredukció és elektronakkumuláció YBa2Cu3Oy vékonyrétegekben elektrokémiai technikával: n-típusú fémes állapot bizonyítéka. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).
Tung, RT A Schottky-gát magasságának fizikája és kémiája. Appl. Phys. Lett. 1, 011304 (2014).
Sai-Halasz, GA, Chi, CC, Denenstein, A. & Langenberg, DN Effects of Dynamic External Pair Breaking in Superconducting Films. Phys. Rev. Lett. 33, 215–219 (1974).
Nieva, G. et al. A szupravezetés fotoindukált fokozása. Appl. Phys. Lett. 60, 2159–2161 (1992).
Kudinov, VI et al. Perzisztens fotovezetés az YBa2Cu3O6+x filmekben, mint a fémes és szupravezető fázisok felé történő fotoadalékolás módszere. Phys. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).
Mankowsky, R. et al. Nemlineáris rácsdinamika az YBa2Cu3O6.5 fokozott szupravezetésének alapja. Nature 516, 71–74 (2014).
Fausti, D. et al. Fény által kiváltott szupravezetés csíkos rendezett kuprátban. Science 331, 189–191 (2011).
El-Adawi, MK & Al-Nuaim, IA A VOC hőmérséklet-funkcionális függése napelem esetén a hatékonysági új megközelítéssel kapcsolatban. Desalination 209, 91–96 (2007).
Vernon, SM & Anderson, WA Hőmérséklethatások Schottky-sorompós szilícium napelemekben. Appl. Phys. Lett. 26, 707 (1975)].
Katz, EA, Faiman, D. & Tuladhar, SM A polimer-fullerén napelemek fotovoltaikus eszközparamétereinek hőmérsékletfüggése üzemi körülmények között. J. Appl. Phys. 90, 5343–5350 (2002).
Ezt a munkát a Kínai Nemzeti Természettudományi Alapítvány (60571063. sz. támogatás), a kínai Henan tartomány Fundamental Research Projects (122300410231. támogatási szám) támogatta.
FY írta a papír szövegét, a MYH pedig elkészítette az YBCO kerámiamintát. A FY és a MYH elvégezte a kísérletet és elemezte az eredményeket. Az FGC vezette a projektet és az adatok tudományos értelmezését. Minden szerző átnézte a kéziratot.
Ez a munka a Creative Commons Nevezd meg! 4.0 nemzetközi licence alá tartozik. A cikkben szereplő képek vagy egyéb harmadik féltől származó anyagok a cikk Creative Commons licencébe tartoznak, hacsak a hitelkeret másként nem jelzi; ha az anyag nem tartozik a Creative Commons licenc hatálya alá, a felhasználóknak engedélyt kell kérniük a licenc tulajdonosától az anyag reprodukálásához. A licenc másolatának megtekintéséhez látogasson el a http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/ oldalra.
Yang, F., Han, M. & Chang, F. A fotovoltaikus hatás eredete szupravezető YBa2Cu3O6.96 kerámiában. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
Hozzászólás elküldésével elfogadod Feltételeinket és közösségi irányelveinket. Ha valami sértő dolgot talál, vagy ami nem felel meg feltételeinknek vagy irányelveinknek, kérjük, jelölje meg nem megfelelőként.
Feladás időpontja: 2020-04-22