Dziękujemy za odwiedzenie strony natura.com. Używasz wersji przeglądarki z ograniczoną obsługą CSS. Aby uzyskać najlepszą jakość, zalecamy użycie nowszej przeglądarki (lub wyłączenie trybu zgodności w przeglądarce Internet Explorer). W międzyczasie, aby zapewnić ciągłość wsparcia, wyświetlamy witrynę bez stylów i JavaScript.
Zgłaszamy niezwykły efekt fotowoltaiczny w ceramice YBa2Cu3O6.96 (YBCO) w temperaturze od 50 do 300 K indukowany przez oświetlenie niebieskim laserem, co jest bezpośrednio związane z nadprzewodnictwem YBCO i powierzchni styku elektrody metalicznej YBCO. Następuje odwrócenie polaryzacji napięcia obwodu otwartego Voc i prądu zwarcia Isc, gdy YBCO przechodzi ze stanu nadprzewodzącego do stanu rezystancyjnego. Pokazujemy, że istnieje potencjał elektryczny na granicy faz nadprzewodnik-normalny metal, który zapewnia siłę separacji dla indukowanych fotowoltaicznie par elektron-dziura. Ten potencjał interfejsu kieruje YBCO do elektrody metalowej, gdy YBCO jest nadprzewodnikiem i przełącza się w przeciwnym kierunku, gdy YBCO staje się nienadprzewodzący. Pochodzenie potencjału można łatwo powiązać z efektem bliskości na granicy faz metal-nadprzewodnik, gdy YBCO jest nadprzewodnikiem, a jego wartość szacuje się na ~10–8 mV przy 50 K i intensywności lasera 502 mW/cm2. Połączenie materiału typu p YBCO w stanie normalnym z pastą Ag z materiału typu n tworzy złącze quasi-pn, które jest odpowiedzialne za fotowoltaiczne zachowanie ceramiki YBCO w wysokich temperaturach. Nasze odkrycia mogą utorować drogę nowym zastosowaniom urządzeń fotonowo-elektronicznych i rzucić więcej światła na efekt bliskości na granicy faz nadprzewodnik-metal.
Napięcia fotoindukowane w nadprzewodnikach wysokotemperaturowych opisano na początku lat 90. XX wieku i od tego czasu są one szeroko badane, jednak jego natura i mechanizm pozostają niejasne1,2,3,4,5. Szczególnie cienkie warstwy YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8 są intensywnie badane w postaci ogniw fotowoltaicznych (PV) ze względu na ich regulowaną przerwę energetyczną9,10,11,12,13. Jednakże wysoka rezystancja podłoża zawsze prowadzi do niskiej wydajności konwersji urządzenia i maskuje pierwotne właściwości PV YBCO8. Tutaj opisujemy niezwykły efekt fotowoltaiczny indukowany przez oświetlenie niebieskim laserem (λ = 450 nm) w ceramice YBa2Cu3O6.96 (YBCO) w temperaturze od 50 do 300 K (Tc ~ 90 K). Pokazujemy, że efekt PV jest bezpośrednio powiązany z nadprzewodnictwem YBCO i naturą granicy faz YBCO-elektroda metaliczna. Następuje odwrócenie polaryzacji napięcia obwodu otwartego Voc i prądu zwarcia Isc, gdy YBCO przechodzi z fazy nadprzewodzącej do stanu rezystancyjnego. Proponuje się, że istnieje potencjał elektryczny na granicy faz nadprzewodnik-normalny metal, który zapewnia siłę separacji dla indukowanych fotowoltaicznie par elektron-dziura. Ten potencjał interfejsu kieruje YBCO do metalowej elektrody, gdy YBCO jest nadprzewodnikiem i przełącza się w przeciwnym kierunku, gdy próbka przestaje być nadprzewodnikiem. Pochodzenie potencjału można w naturalny sposób powiązać z efektem bliskości14,15,16,17 na styku metal-nadprzewodnik, gdy YBCO jest nadprzewodnikiem, a jego wartość szacuje się na ~10-8 mV przy 50 K i intensywności lasera 502 mW /cm2. Połączenie materiału typu p YBCO w stanie normalnym z materiałem typu n w postaci pasty Ag tworzy najprawdopodobniej złącze quasi-pn, które jest odpowiedzialne za zachowanie PV ceramiki YBCO w wysokich temperaturach. Nasze obserwacje rzucają więcej światła na pochodzenie efektu PV w wysokotemperaturowej nadprzewodzącej ceramice YBCO i torują drogę do jego zastosowania w urządzeniach optoelektronicznych, takich jak szybki pasywny detektor światła itp.
Rysunek 1a – c pokazuje, że charakterystyka IV próbki ceramicznej YBCO w temperaturze 50 K. Bez oświetlenia światłem napięcie na próbce pozostaje równe zeru przy zmieniającym się prądzie, czego można oczekiwać od materiału nadprzewodzącego. Wyraźny efekt fotowoltaiczny pojawia się, gdy wiązka lasera jest skierowana na katodę (rys. 1a): krzywe IV równoległe do osi I przesuwają się w dół wraz ze wzrostem intensywności lasera. Jest oczywiste, że nawet bez prądu występuje ujemne napięcie fotoindukowane (często nazywane napięciem obwodu otwartego Voc). Zerowe nachylenie krzywej IV wskazuje, że próbka nadal jest nadprzewodnikiem pod wpływem oświetlenia laserowego.
(a – c) i 300 K (e – g). Wartości V(I) uzyskano poprzez przemiatanie prądu od -10 mA do +10 mA w próżni. Dla przejrzystości przedstawiono tylko część danych eksperymentalnych. a, Charakterystyka prądowo-napięciowa YBCO mierzona plamką lasera umieszczoną na katodzie (i). Wszystkie krzywe IV to poziome linie proste wskazujące, że próbka nadal jest nadprzewodząca pod wpływem promieniowania laserowego. Krzywa przesuwa się w dół wraz ze wzrostem intensywności lasera, co wskazuje, że pomiędzy dwoma przewodami napięciowymi istnieje potencjał ujemny (Voc), nawet przy zerowym prądzie. Krzywe IV pozostają niezmienione, gdy laser jest skierowany na środek próbki przy eterze 50 K (b) lub 300 K (f). Pozioma linia przesuwa się w górę w miarę świecenia anody (c). Schematyczny model złącza metal-nadprzewodnik przy 50 K pokazano na d. Charakterystyki prądowo-napięciowe stanu normalnego YBCO przy 300 K mierzone wiązką lasera skierowaną na katodę i anodę podano odpowiednio w e i g. W przeciwieństwie do wyników przy 50 K, niezerowe nachylenie linii prostych wskazuje, że YBCO jest w stanie normalnym; wartości Voc zmieniają się wraz z natężeniem światła w przeciwnym kierunku, co wskazuje na inny mechanizm separacji ładunków. Możliwą strukturę interfejsu przy 300 K przedstawiono na hj. Rzeczywisty obraz próbki z przewodami.
Bogaty w tlen YBCO w stanie nadprzewodzącym może absorbować prawie całe spektrum światła słonecznego ze względu na bardzo małą przerwę energetyczną (Eg)9,10, tworząc w ten sposób pary elektron-dziura (e–h). Aby wytworzyć napięcie w obwodzie otwartym Voc poprzez absorpcję fotonów, konieczne jest przestrzenne oddzielenie wygenerowanych przez fotony par eh przed wystąpieniem rekombinacji18. Ujemny Voc w stosunku do katody i anody, jak pokazano na ryc. 1i, sugeruje, że istnieje potencjał elektryczny na granicy faz metal-nadprzewodnik, który przenosi elektrony do anody i dziury do katody. W takim przypadku powinien również istnieć potencjał skierowany od nadprzewodnika do metalowej elektrody na anodzie. W rezultacie, jeśli obszar próbki w pobliżu anody zostanie oświetlony, uzyskany zostanie dodatni Voc. Co więcej, gdy plamka lasera jest skierowana na obszary oddalone od elektrod, nie powinno być żadnych napięć indukowanych fotonami. Z pewnością tak jest, co widać na rys. 1b,c!.
Gdy plamka świetlna przesuwa się od elektrody katodowej do środka próbki (około 1,25 mm od granic faz), nie można zaobserwować żadnych zmian krzywych IV ani Voc wraz ze wzrostem intensywności lasera do maksymalnej dostępnej wartości (ryc. 1b) . Naturalnie wynik ten można przypisać ograniczonej żywotności nośników fotoindukowanych i brakowi siły separacji w próbce. Pary elektron-dziura mogą powstawać za każdym razem, gdy próbka zostanie oświetlona, ale większość par e–h ulegnie anihilacji i nie będzie obserwowany efekt fotowoltaiczny, jeśli plamka lasera padnie na obszary oddalone od którejkolwiek z elektrod. Przesuwając plamkę lasera w kierunku elektrod anodowych, krzywe IV równoległe do osi I przesuwają się w górę wraz ze wzrostem intensywności lasera (ryc. 1c). Podobne wbudowane pole elektryczne występuje w złączu metal-nadprzewodnik na anodzie. Tym razem jednak elektroda metaliczna łączy się z dodatnim przewodem układu testowego. Otwory wytworzone przez laser są dociskane do przewodu anody i w ten sposób obserwuje się dodatni Voc. Przedstawione tutaj wyniki dostarczają mocnych dowodów na to, że rzeczywiście istnieje potencjał międzyfazowy skierowany od nadprzewodnika do metalowej elektrody.
Efekt fotowoltaiczny w ceramice YBa2Cu3O6.96 w temperaturze 300 K pokazano na rys. 1e – g. Bez oświetlenia światłem krzywa IV próbki jest linią prostą przecinającą początek. Linia ta przesuwa się w górę równolegle do pierwotnej wraz ze wzrostem natężenia światła lasera oświetlającego przewody katody (rys. 1e). Istnieją dwa ograniczające przypadki zainteresowania urządzeniem fotowoltaicznym. Stan zwarcia występuje, gdy V = 0. Prąd w tym przypadku nazywany jest prądem zwarciowym (Isc). Drugim przypadkiem ograniczającym jest stan obwodu otwartego (Voc), który występuje, gdy R → ∞ lub prąd wynosi zero. Na rysunku 1e wyraźnie widać, że Voc jest dodatnie i wzrasta wraz ze wzrostem natężenia światła, w przeciwieństwie do wyniku uzyskanego przy 50 K; podczas gdy obserwuje się, że ujemna wartość Isc rośnie wraz z oświetleniem światłem, co jest typowym zachowaniem normalnych ogniw słonecznych.
Podobnie, gdy wiązka lasera zostanie skierowana na obszary oddalone od elektrod, krzywa V(I) jest niezależna od natężenia lasera i nie pojawia się efekt fotowoltaiczny (rys. 1f). Podobnie jak w przypadku pomiaru w temperaturze 50 K, krzywe IV przesuwają się w przeciwnym kierunku w miarę napromieniania elektrody anodowej (ryc. 1g). Wszystkie te wyniki uzyskane dla tego układu pasty YBCO-Ag przy 300 K przy naświetlaniu laserem w różnych pozycjach próbki są zgodne z potencjałem granicy faz przeciwnym do obserwowanego przy 50 K.
Większość elektronów kondensuje w parach Coopera w nadprzewodzącym YBCO poniżej jego temperatury przejścia Tc. W elektrodzie metalowej wszystkie elektrony pozostają w postaci pojedynczej. W pobliżu granicy faz metal-nadprzewodnik występuje duży gradient gęstości zarówno dla pojedynczych elektronów, jak i par Coopera. Elektrony pojedyncze z większością nośników w materiale metalicznym będą dyfundować do obszaru nadprzewodnika, podczas gdy pary Coopera z większością nośników w obszarze YBCO będą dyfundować do obszaru metalu. Ponieważ pary Coopera niosą więcej ładunków i mają większą ruchliwość niż pojedyncze elektrony dyfundujące z YBCO do obszaru metalicznego, dodatnio naładowane atomy pozostają, co powoduje powstanie pola elektrycznego w obszarze ładunku kosmicznego. Kierunek tego pola elektrycznego pokazano na schemacie rys. 1d. Padające oświetlenie fotonów w pobliżu obszaru ładunku kosmicznego może utworzyć pary eh, które zostaną rozdzielone i wymiatane, wytwarzając fotoprąd w kierunku odwrotnego polaryzacji. Gdy tylko elektrony wydostaną się z wbudowanego pola elektrycznego, łączą się w pary i płyną do drugiej elektrody bez oporu. W tym przypadku Voc jest przeciwny do ustawionej polaryzacji i wyświetla wartość ujemną, gdy wiązka lasera wskazuje obszar wokół elektrody ujemnej. Z wartości Voc można oszacować potencjał na interfejsie: odległość między dwoma przewodami napięciowymi d wynosi ~5 × 10−3 m, grubość granicy metal-nadprzewodnik di powinna być tego samego rzędu wielkości jako długość koherencji nadprzewodnika YBCO (~1 nm)19,20 przyjmujemy wartość Voc = 0,03 mV, wyznaczamy potencjał Vms na granicy faz metal-nadprzewodnik wynosić ~10−11 V przy 50 K przy intensywności lasera 502 mW/cm2, korzystając z równania,
Chcemy tutaj podkreślić, że napięcia fotoindukowanego nie można wytłumaczyć efektem fototermicznym. Ustalono doświadczalnie, że współczynnik Seebecka nadprzewodnika YBCO wynosi Ss = 021. Współczynnik Seebecka dla drutów miedzianych mieści się w zakresie SCu = 0,34–1,15 μV/K3. Temperaturę drutu miedzianego w plamce lasera można podnieść o niewielką wartość 0,06 K przy maksymalnej intensywności lasera dostępnej przy 50 K. Może to wytworzyć potencjał termoelektryczny o wartości 6,9 × 10-8 V, czyli o trzy rzędy wielkości mniejszy niż Voc uzyskany na ryc. 1 (a). Jest oczywiste, że efekt termoelektryczny jest zbyt mały, aby wyjaśnić wyniki eksperymentów. W rzeczywistości wahania temperatury spowodowane promieniowaniem laserowym znikają w czasie krótszym niż jedna minuta, zatem wpływ efektu cieplnego można bezpiecznie zignorować.
Ten efekt fotowoltaiczny YBCO w temperaturze pokojowej pokazuje, że zaangażowany jest tu inny mechanizm separacji ładunków. Nadprzewodzący YBCO w stanie normalnym jest materiałem typu p z dziurami jako nośnikiem ładunku22,23, podczas gdy metaliczna pasta Ag ma właściwości materiału typu n. Podobnie jak w przypadku złączy pn, dyfuzja elektronów w paście srebra i dziurach w ceramice YBCO utworzy wewnętrzne pole elektryczne skierowane w stronę ceramiki YBCO na granicy faz (ryc. 1h). To właśnie to pole wewnętrzne zapewnia siłę rozdzielającą i prowadzi do dodatniego Voc i ujemnego Isc dla układu pasty YBCO-Ag w temperaturze pokojowej, jak pokazano na rys. 1e. Alternatywnie Ag-YBCO może tworzyć złącze Schottky'ego typu p, co również prowadzi do potencjału interfejsu o tej samej polaryzacji, co w modelu przedstawionym powyżej24.
Aby zbadać szczegółowy proces ewolucji właściwości fotowoltaicznych podczas przejścia nadprzewodzącego YBCO, zmierzono krzywe IV próbki w temperaturze 80 K przy wybranych intensywnościach lasera oświetlającego elektrodę katodową (rys. 2). Bez promieniowania laserowego napięcie na próbce utrzymuje się na poziomie zera niezależnie od prądu, co wskazuje na stan nadprzewodnictwa próbki w temperaturze 80 K (ryc. 2a). Podobnie jak w przypadku danych uzyskanych przy 50 K, krzywe IV równoległe do osi I przesuwają się w dół wraz ze wzrostem intensywności lasera, aż do osiągnięcia wartości krytycznej Pc. Powyżej tej krytycznej intensywności lasera (Pc) nadprzewodnik przechodzi z fazy nadprzewodzącej do fazy rezystancyjnej; napięcie zaczyna rosnąć wraz z prądem z powodu pojawienia się oporu w nadprzewodniku. W rezultacie krzywa IV zaczyna przecinać się z osią I i osią V, co prowadzi początkowo do ujemnego Voc i dodatniego Isc. Teraz wydaje się, że próbka znajduje się w szczególnym stanie, w którym polarność Voc i Isc jest niezwykle wrażliwa na natężenie światła; przy bardzo małym wzroście natężenia światła Isc ulega konwersji z wartości dodatniej na ujemną, a Voc z wartości ujemnej na dodatnią, mijając początek układu początkowego (wysoka wrażliwość właściwości fotowoltaicznych, zwłaszcza wartości Isc, na oświetlenie światłem widać wyraźniej na rys. 2b). Przy najwyższej dostępnej intensywności lasera krzywe IV powinny być względem siebie równoległe, co oznacza normalny stan próbki YBCO.
Środek plamki lasera jest umieszczony wokół elektrod katodowych (patrz rys. 1i). a, Krzywe IV YBCO napromienianego laserem o różnej intensywności. b (na górze), Zależność natężenia lasera od napięcia obwodu otwartego Voc i prądu zwarcia Isc. Wartości Isc nie można uzyskać przy niskim natężeniu światła (< 110 mW/cm2), ponieważ krzywe IV są równoległe do osi I, gdy próbka jest w stanie nadprzewodzącym. b (na dole), rezystancja różnicowa w funkcji intensywności lasera.
Zależność intensywności lasera Voc i Isc przy 80 K pokazano na ryc. 2b (na górze). Właściwości fotowoltaiki można omówić w trzech obszarach natężenia światła. Pierwszy obszar mieści się w przedziale od 0 do Pc, gdzie YBCO jest nadprzewodnikiem, Voc jest ujemne i maleje (wartość bezwzględna wzrasta) wraz z natężeniem światła i osiąga minimum przy Pc. Drugi obszar przebiega od Pc do innego krytycznego natężenia P0, w którym Voc wzrasta, podczas gdy Isc maleje wraz ze wzrostem natężenia światła i oba osiągają zero w P0. Trzeci obszar znajduje się powyżej P0 aż do osiągnięcia normalnego stanu YBCO. Chociaż zarówno Voc, jak i Isc zmieniają się wraz z natężeniem światła w taki sam sposób, jak w obszarze 2, mają przeciwną polaryzację powyżej krytycznego natężenia P0. Znaczenie P0 polega na tym, że nie ma efektu fotowoltaicznego, a mechanizm separacji ładunków zmienia się jakościowo w tym konkretnym momencie. Próbka YBCO nie staje się nadprzewodząca w tym zakresie natężenia światła, ale normalny stan nie został jeszcze osiągnięty.
Oczywiście charakterystyka fotowoltaiczna systemu jest ściśle powiązana z nadprzewodnictwem YBCO i jego przejściem nadprzewodzącym. Oporność różnicową dV/dI YBCO pokazano na ryc. 2b (na dole) jako funkcję intensywności lasera. Jak wspomniano wcześniej, potencjał elektryczny wbudowany w interfejs jest spowodowany punktami dyfuzji pary Coopera z nadprzewodnika do metalu. Podobnie jak w przypadku temperatury 50 K, efekt fotowoltaiczny wzrasta wraz ze wzrostem natężenia lasera od 0 do Pc. Kiedy intensywność lasera osiągnie wartość nieco powyżej Pc, krzywa IV zaczyna się przechylać i zaczyna pojawiać się rezystancja próbki, ale polaryzacja potencjału międzyfazowego nie ulega jeszcze zmianie. Wpływ wzbudzenia optycznego na nadprzewodnictwo badano w obszarze widzialnym lub bliskiej podczerwieni. Chociaż podstawowym procesem jest rozbicie par Coopera i zniszczenie nadprzewodnictwa25,26, w niektórych przypadkach przejście nadprzewodnictwa można przyspieszyć27,28,29, a nawet można wywołać nowe fazy nadprzewodnictwa30. Brak nadprzewodnictwa w Pc można przypisać indukowanemu światłem rozerwaniu par. W punkcie P0 potencjał na granicy faz osiąga zero, co wskazuje, że gęstość ładunku po obu stronach granicy faz osiąga ten sam poziom przy tym konkretnym natężeniu oświetlenia. Dalszy wzrost intensywności lasera powoduje zniszczenie większej liczby par Coopera, a YBCO stopniowo przekształca się z powrotem w materiał typu p. Zamiast dyfuzji elektronów i par Coopera, cecha interfejsu jest teraz określana przez dyfuzję elektronów i dziur, co prowadzi do odwrócenia polaryzacji pola elektrycznego na granicy faz, a w konsekwencji dodatniego Voc (porównaj rys. 1d, h). Przy bardzo dużej intensywności lasera rezystancja różnicowa YBCO nasyca się do wartości odpowiadającej stanowi normalnemu, a zarówno Voc, jak i Isc mają tendencję do zmiany liniowej wraz z intensywnością lasera (ryc. 2b). Obserwacja ta pokazuje, że napromienianie laserem YBCO w stanie normalnym nie będzie już zmieniać jego rezystywności ani właściwości powierzchni styku nadprzewodnik-metal, a jedynie zwiększy stężenie par elektron-dziura.
W celu zbadania wpływu temperatury na właściwości fotowoltaiczne układ metal-nadprzewodnik naświetlono na katodzie niebieskim laserem o intensywności 502 mW/cm2. Krzywe IV uzyskane w wybranych temperaturach z zakresu 50–300 K przedstawiono na rys. 3a. Z tych krzywych IV można następnie uzyskać napięcie obwodu otwartego Voc, prąd zwarcia Isc i rezystancję różnicową, co pokazano na rys. 3b. Bez oświetlenia światłem wszystkie krzywe IV mierzone w różnych temperaturach przechodzą przez początek zgodnie z oczekiwaniami (wstawka na ryc. 3a). Charakterystyka IV zmienia się drastycznie wraz ze wzrostem temperatury, gdy system jest oświetlony stosunkowo silną wiązką lasera (502 mW/cm2). W niskich temperaturach krzywe IV są liniami prostymi równoległymi do osi I z ujemnymi wartościami Voc. Krzywa ta przesuwa się w górę wraz ze wzrostem temperatury i stopniowo przechodzi w linię o niezerowym nachyleniu w temperaturze krytycznej Tcp (rys. 3a (góra)). Wydaje się, że wszystkie krzywe charakterystyczne IV obracają się wokół punktu w trzeciej ćwiartce. Voc wzrasta od wartości ujemnej do dodatniej, podczas gdy Isc maleje od wartości dodatniej do ujemnej. Powyżej pierwotnej temperatury przejścia w stan nadprzewodnictwa Tc YBCO, krzywa IV zmienia się raczej w różny sposób wraz z temperaturą (na dole rys. 3a). Po pierwsze, środek obrotu krzywych IV przesuwa się do pierwszej ćwiartki. Po drugie, Voc stale maleje, a Isc rośnie wraz ze wzrostem temperatury (góra ryc. 3b). Po trzecie, nachylenie krzywych IV rośnie liniowo wraz z temperaturą, co daje dodatni współczynnik temperaturowy oporu dla YBCO (na dole ryc. 3b).
Zależność temperaturowa charakterystyk fotowoltaicznych dla układu pasty YBCO-Ag przy oświetleniu laserem 502 mW/cm2.
Środek plamki lasera jest umieszczony wokół elektrod katodowych (patrz rys. 1i). a, krzywe IV uzyskane od 50 do 90 K (na górze) i od 100 do 300 K (na dole) przy przyroście temperatury odpowiednio 5 K i 20 K. Wstawka a pokazuje charakterystykę IV w kilku temperaturach w ciemności. Wszystkie krzywe przecinają punkt początkowy. b, napięcie obwodu otwartego Voc i prąd zwarcia Isc (na górze) oraz rezystancja różnicowa, dV/dI, YBCO (na dole) w funkcji temperatury. Temperatura przejścia nadprzewodzącego o zerowej rezystancji Tcp nie jest podana, ponieważ jest zbyt bliska Tc0.
Na rys. 3b można rozpoznać trzy temperatury krytyczne: Tcp, powyżej której YBCO przestaje być nadprzewodnikiem; Tc0, przy którym zarówno Voc, jak i Isc osiągają zero, oraz Tc, pierwotną temperaturę przejścia YBCO w stan nadprzewodzący bez naświetlania laserem. Poniżej Tcp ~ 55 K napromieniowany laserem YBCO znajduje się w stanie nadprzewodzącym ze stosunkowo dużą koncentracją par Coopera. Efektem napromieniowania laserowego jest obniżenie temperatury przejścia nadprzewodnictwa o zerowej rezystancji z 89 K do ~ 55 K (na dole ryc. 3b) poprzez zmniejszenie stężenia par Coopera, a także wytwarzanie napięcia i prądu fotowoltaicznego. Rosnąca temperatura również powoduje rozkład par Coopera, co prowadzi do niższego potencjału w interfejsie. W rezultacie wartość bezwzględna Voc będzie mniejsza, mimo że stosowane będzie takie samo natężenie oświetlenia laserowego. Potencjał interfejsu będzie coraz mniejszy wraz z dalszym wzrostem temperatury i osiągnie zero przy Tc0. W tym szczególnym punkcie nie ma efektu fotowoltaicznego, ponieważ nie ma wewnętrznego pola oddzielającego indukowane fotowoltaicznie pary elektron-dziura. Odwrócenie polaryzacji potencjału następuje powyżej tej temperatury krytycznej, ponieważ gęstość swobodnego ładunku w paście Ag jest większa niż w YBCO, który jest stopniowo przenoszony z powrotem do materiału typu p. W tym miejscu chcemy podkreślić, że odwrócenie polaryzacji Voc i Isc następuje natychmiast po przejściu nadprzewodzącym o zerowym oporze, niezależnie od przyczyny przejścia. Obserwacja ta po raz pierwszy wyraźnie ujawnia korelację pomiędzy nadprzewodnictwem a efektami fotowoltaicznymi związanymi z potencjałem powierzchni styku metal-nadprzewodnik. Natura tego potencjału na styku nadprzewodnik-normalny metal była przedmiotem badań przez ostatnie kilka dziesięcioleci, ale wiele pytań wciąż czeka na odpowiedź. Pomiar efektu fotowoltaicznego może okazać się skuteczną metodą badania szczegółów (takich jak jego siła i polaryzacja itp.) tego ważnego potencjału, a tym samym rzucić światło na efekt bliskości nadprzewodnictwa wysokotemperaturowego.
Dalszy wzrost temperatury od Tc0 do Tc prowadzi do mniejszej koncentracji par Coopera i zwiększenia potencjału międzyfazowego, a w konsekwencji do zwiększenia Voc. W Tc stężenie pary Coopera spada do zera, a potencjał wbudowany na granicy faz osiąga maksimum, co daje maksimum Voc i minimum Isc. Gwałtowny wzrost wartości Voc i Isc (wartość bezwzględna) w tym zakresie temperatur odpowiada przejściu nadprzewodzącemu, które ulega poszerzeniu od ΔT ~ 3 K do ~34 K pod wpływem naświetlania laserem o intensywności 502 mW/cm2 (rys. 3b). W stanach normalnych powyżej Tc napięcie obwodu otwartego Voc maleje wraz z temperaturą (góra ryc. 3b), podobnie do liniowego zachowania Voc w przypadku normalnych ogniw słonecznych opartych na złączach pn31,32,33. Chociaż szybkość zmian Voc wraz z temperaturą (-dVoc/dT), która silnie zależy od intensywności lasera, jest znacznie mniejsza niż w przypadku zwykłych ogniw słonecznych, współczynnik temperaturowy Voc dla złącza YBCO-Ag ma ten sam rząd wielkości ogniw słonecznych. Prąd upływowy złącza pn normalnego urządzenia z ogniwami słonecznymi wzrasta wraz ze wzrostem temperatury, co prowadzi do spadku Voc wraz ze wzrostem temperatury. Liniowe krzywe IV zaobserwowane dla tego układu nadprzewodnika Ag, z powodu, po pierwsze, bardzo małego potencjału interfejsu, a po drugie, połączenia dwóch heterozłączy back-to-back, utrudniają określenie prądu upływowego. Niemniej jednak wydaje się bardzo prawdopodobne, że ta sama zależność prądu upływu od temperatury jest odpowiedzialna za zachowanie Voc obserwowane w naszym eksperymencie. Zgodnie z definicją, Isc to prąd potrzebny do wytworzenia ujemnego napięcia kompensującego Voc tak, aby całkowite napięcie wynosiło zero. Wraz ze wzrostem temperatury Voc staje się mniejszy, więc do wytworzenia napięcia ujemnego potrzeba mniej prądu. Co więcej, rezystancja YBCO rośnie liniowo wraz z temperaturą powyżej Tc (na dole ryc. 3b), co również przyczynia się do mniejszej wartości bezwzględnej Isc w wysokich temperaturach.
Należy zauważyć, że wyniki podane na rysunkach 2, 3 uzyskano poprzez napromieniowanie laserem obszaru wokół elektrod katodowych. Powtórzono również pomiary z plamką lasera umieszczoną na anodzie i zaobserwowano podobne charakterystyki IV i właściwości fotowoltaiczne, z tym wyjątkiem, że w tym przypadku polaryzacja Voc i Isc została odwrócona. Wszystkie te dane prowadzą do mechanizmu efektu fotowoltaicznego, który jest ściśle powiązany z powierzchnią międzyfazową nadprzewodnik-metal.
Podsumowując, charakterystykę IV napromieniowanego laserem układu nadprzewodzącej pasty YBCO-Ag zmierzono jako funkcję temperatury i intensywności lasera. Niezwykły efekt fotowoltaiczny zaobserwowano w zakresie temperatur od 50 do 300 K. Stwierdzono, że właściwości fotowoltaiczne silnie korelują z nadprzewodnictwem ceramiki YBCO. Odwrócenie polaryzacji Voc i Isc następuje natychmiast po fotoindukowanym przejściu nadprzewodzącym do nienadprzewodzącego. Zależność temperaturowa Voc i Isc mierzona przy stałym natężeniu lasera pokazuje również wyraźne odwrócenie polaryzacji w temperaturze krytycznej, powyżej której próbka staje się oporna. Umieszczając plamkę lasera w różnych częściach próbki, pokazujemy, że na granicy faz istnieje potencjał elektryczny, który zapewnia siłę separacji dla indukowanych fotowoltaicznie par elektron-dziura. Ten potencjał interfejsu kieruje YBCO do metalowej elektrody, gdy YBCO jest nadprzewodnikiem i przełącza się w przeciwnym kierunku, gdy próbka przestaje być nadprzewodnikiem. Pochodzenie potencjału można w naturalny sposób powiązać z efektem bliskości na granicy faz metal-nadprzewodnik, gdy YBCO jest nadprzewodnikiem i szacuje się, że wynosi ~10-8 mV przy 50 K przy intensywności lasera 502 mW/cm2. Kontakt materiału typu p YBCO w stanie normalnym z pastą Ag z materiału typu n tworzy złącze quasi-pn, które jest odpowiedzialne za fotowoltaiczne zachowanie ceramiki YBCO w wysokich temperaturach. Powyższe obserwacje rzucają światło na efekt PV w wysokotemperaturowej nadprzewodzącej ceramice YBCO i torują drogę do nowych zastosowań w urządzeniach optoelektronicznych, takich jak szybki pasywny detektor światła i detektor pojedynczych fotonów.
Doświadczenia z efektem fotowoltaicznym przeprowadzono na próbce ceramiki YBCO o grubości 0,52 mm i prostokątnym kształcie 8,64 × 2,26 mm2, oświetlonej niebieskim laserem o fali ciągłej (λ = 450 nm) z plamką lasera o promieniu 1,25 mm. Użycie próbki objętościowej, a nie cienkiej, pozwala nam badać właściwości fotowoltaiczne nadprzewodnika bez konieczności zajmowania się złożonym wpływem podłoża6,7. Co więcej, materiał sypki może sprzyjać prostej procedurze przygotowania i stosunkowo niskim kosztom. Miedziane przewody prowadzące są spojone na próbce YBCO pastą srebrową, tworząc cztery okrągłe elektrody o średnicy około 1 mm. Odległość pomiędzy dwiema elektrodami napięciowymi wynosi około 5 mm. Do pomiaru charakterystyki IV próbki wykorzystano magnetometr próbki wibracyjnej (VersaLab, Quantum Design) z okienkiem z kryształu kwarcowego. Do otrzymania krzywych IV zastosowano standardową metodę czteroprzewodową. Względne położenie elektrod i plamki lasera pokazano na rys. 1i.
Jak cytować ten artykuł: Yang, F. i in. Geneza efektu fotowoltaicznego w nadprzewodzącej ceramice YBa2Cu3O6.96. Nauka. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG i Testardi, LR Napięcia indukowane laserem zabronione przez symetrię w YBa2Cu3O7. Fiz. Rev. B 41, 11564–11567 (1990).
Kwok, HS, Zheng, JP i Dong, SY Pochodzenie anomalnego sygnału fotowoltaicznego w Y-Ba-Cu-O. Fiz. Rev. B 43, 6270–6272 (1991).
Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR i Wang, GW Pomiar napięć indukowanych laserem nadprzewodzącego Bi-Sr-Ca-Cu-O. Fiz. Rev. B 46, 5773–5776 (1992).
Tate, KL i in. Przejściowe napięcia indukowane laserem w warstwach YBa2Cu3O7-x w temperaturze pokojowej. J.Aplikacja Fiz. 67, 4375–4376 (1990).
Kwok, HS i Zheng, JP Anomalna odpowiedź fotowoltaiczna w YBa2Cu3O7. Fiz. Rev. B 46, 3692–3695 (1992).
Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. i Hiroi, Z. Fotogenerowany wtrysk nośnika dziury do YBa2Cu3O7-x w heterostrukturze tlenkowej. Aplikacja Fiz. Łotysz. 85, 2950–2952 (2004).
Asakura, D. i in. Badanie fotoemisji cienkich warstw YBa2Cu3Oy przy oświetleniu światłem. Fiz. Wielebny Lett. 93, 247006 (2004).
Yang, F. i in. Efekt fotowoltaiczny heterozłącza YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb wyżarzonego przy różnym ciśnieniu parcjalnym tlenu. Matko. Łotysz. 130, 51–53 (2014).
Aminov, BA i in. Struktura dwuprzerwowa w monokryształach Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. J. Superkond. 7, 361–365 (1994).
Kabanov, VV, Demsar, J., Podobnik, B. i Mihailovic, D. Dynamika relaksacji kwazicząstek w nadprzewodnikach o różnych strukturach szczelin: Teoria i eksperymenty na YBa2Cu3O7-δ. Fiz. Rev. B 59, 1497–1506 (1999).
Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ i Shen, BG Prostujące właściwości heterozłącza YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb. Aplikacja Fiz. Łotysz. 87, 222501 (2005).
Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL i Tanner, DB Absorpcja ekscytonowa i nadprzewodnictwo w YBa2Cu3O7-δ. Fiz. Wielebny Lett. 59, 919–922 (1987).
Yu, G., Heeger, AJ i Stucky, G. Przejściowa fotoindukowana przewodność w półprzewodnikowych monokryształach YBa2Cu3O6.3: poszukiwanie fotoindukowanego stanu metalicznego i fotoindukowanego nadprzewodnictwa. Komunalne półprzewodnikowe 72, 345–349 (1989).
McMillan, WL Model tunelowy nadprzewodzącego efektu bliskości. Fiz. Obj. 175, 537–542 (1968).
Guéron, S. i in. Nadprzewodzący efekt bliskości badany w mezoskopowej skali długości. Fiz. Wielebny Lett. 77, 3025–3028 (1996).
Annunziata, G. i Manske, D. Efekt zbliżeniowy z nadprzewodnikami niecentrosymetrycznymi. Fiz. Rev. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM i in. Silny nadprzewodzący efekt bliskości w strukturach hybrydowych Pb-Bi2Te3. Nauka. Rep. 2, 339 (2012).
Chapin, DM, Fuller, CS & Pearson, GL Nowa krzemowa fotokomórka ze złączem pn do przetwarzania promieniowania słonecznego na energię elektryczną. J. aplikacja. Fiz. 25, 676–677 (1954).
Tomimoto, K. Wpływ zanieczyszczeń na długość koherencji nadprzewodnictwa w monokryształach YBa2Cu3O6.9 domieszkowanych Zn lub Ni. Fiz. Obj. B 60, 114–117 (1999).
Ando, Y. i Segawa, K. Magnetoopór niebliźniaczych monokryształów YBa2Cu3Oy w szerokim zakresie domieszkowania: anomalna zależność długości koherencji od domieszkowania dziur. Fiz. Wielebny Lett. 88, 167005 (2002).
Obertelli, SD i Cooper, JR Systematyka w mocy termoelektrycznej tlenków o wysokiej zawartości T. Fiz. Rev. B 46, 14928–14931, (1992).
Sugai, S. i in. Zależne od gęstości nośnej przesunięcie pędu spójnego piku i mod fononowy LO w nadprzewodnikach typu p o wysokiej Tc. Fiz. Rev. B 68, 184504 (2003).
Nojima, T. i in. Redukcja dziur i akumulacja elektronów w cienkich warstwach YBa2Cu3Oy techniką elektrochemiczną: Dowód na stan metaliczny typu n. Fiz. Rev. B 84, 020502 (2011).
Tung, RT Fizyka i chemia wysokości bariery Schottky'ego. Aplikacja Fiz. Łotysz. 1, 011304 (2014).
Sai-Halasz, GA, Chi, CC, Denenstein, A. i Langenberg, DN Efekty dynamicznego rozrywania par zewnętrznych w foliach nadprzewodzących. Fiz. Wielebny Lett. 33, 215–219 (1974).
Nieva, G. i in. Fotoindukowane wzmocnienie nadprzewodnictwa. Aplikacja Fiz. Łotysz. 60, 2159–2161 (1992).
Kudinov, VI i in. Fotoprzewodnictwo trwałe w warstwach YBa2Cu3O6+x jako metoda fotodomieszkowania w stronę faz metalicznych i nadprzewodzących. Fiz. Rev. B 14, 9017–9028 (1993).
Mankowsky, R. i in. Nieliniowa dynamika sieci jako podstawa zwiększonego nadprzewodnictwa w YBa2Cu3O6.5. Natura 516, 71–74 (2014).
Fausti, D. i in. Nadprzewodnictwo indukowane światłem w miedzianie uporządkowanym paskowo. Nauka 331, 189–191 (2011).
El-Adawi, MK i Al-Nuaim, IA Zależność funkcjonalna temperatury LZO dla ogniwa słonecznego w odniesieniu do jego wydajności, nowe podejście. Odsalanie 209, 91–96 (2007).
Vernon, SM i Anderson, WA Efekty temperaturowe w krzemowych ogniwach słonecznych z barierą Schottky'ego. Aplikacja Fiz. Łotysz. 26, 707 (1975).
Katz, EA, Faiman, D. i Tuladhar, SM Zależność temperaturowa parametrów urządzeń fotowoltaicznych ogniw słonecznych polimerowo-fulerenowych w warunkach pracy. J.Aplikacja Fiz. 90, 5343–5350 (2002).
Praca ta została wsparta przez Chińską Narodową Fundację Nauk Przyrodniczych (grant nr 60571063) oraz Fundamental Research Projects of the Henan Province, China (grant nr 122300410231).
FY napisało tekst artykułu, a MYH przygotowało próbkę ceramiki YBCO. FY i MYH przeprowadziły eksperyment i przeanalizowały wyniki. FGC kierowała projektem i naukową interpretacją danych. Wszyscy autorzy dokonali przeglądu manuskryptu.
Ta praca jest objęta licencją Creative Commons Uznanie autorstwa 4.0 Międzynarodowe. Obrazy lub inne materiały stron trzecich zawarte w tym artykule są objęte licencją Creative Commons artykułu, chyba że w linii kredytowej wskazano inaczej; jeśli materiał nie jest objęty licencją Creative Commons, użytkownicy będą musieli uzyskać zgodę posiadacza licencji na reprodukcję materiału. Aby wyświetlić kopię tej licencji, odwiedź http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
Yang, F., Han, M. i Chang, F. Pochodzenie efektu fotowoltaicznego w nadprzewodzącej ceramice YBa2Cu3O6.96. Nauka Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
Przesyłając komentarz, zgadzasz się przestrzegać naszego Regulaminu i Wytycznych dla społeczności. Jeśli znajdziesz coś obraźliwego lub niezgodnego z naszymi warunkami lub wytycznymi, oznacz to jako nieodpowiednie.
Czas publikacji: 22 kwietnia 2020 r