Благодарим вас за посещение сайта Nature.com. Вы используете версию браузера с ограниченной поддержкой CSS. Чтобы получить наилучшие результаты, мы рекомендуем вам использовать более современный браузер (или отключить режим совместимости в Internet Explorer). А пока, чтобы обеспечить постоянную поддержку, мы показываем сайт без стилей и JavaScript.
Мы сообщаем о замечательном фотоэлектрическом эффекте в керамике YBa2Cu3O6.96 (YBCO) при температуре от 50 до 300 К, вызванном освещением синим лазером, который напрямую связан со сверхпроводимостью YBCO и границей раздела YBCO-металлический электрод. Когда YBCO претерпевает переход из сверхпроводящего в резистивное состояние, происходит изменение полярности напряжения Voc холостого хода и тока короткого замыкания Isc. Мы показываем, что существует электрический потенциал на границе раздела сверхпроводник-нормальный металл, который обеспечивает силу разделения фотоиндуцированных электронно-дырочных пар. Этот интерфейсный потенциал направлен от YBCO к металлическому электроду, когда YBCO является сверхпроводящим, и переключается в противоположное направление, когда YBCO становится несверхпроводящим. Происхождение потенциала можно легко связать с эффектом близости на границе раздела металл-сверхпроводник, когда YBCO является сверхпроводящим, и его значение оценивается в ~ 10–8 мВ при 50 К с интенсивностью лазера 502 мВт/см2. Сочетание материала YBCO p-типа в нормальном состоянии с материалом Ag-пасты n-типа образует квази-pn переход, который отвечает за фотоэлектрическое поведение керамики YBCO при высоких температурах. Наши результаты могут проложить путь к новым применениям фотонно-электронных устройств и пролить дополнительный свет на эффект близости на границе раздела сверхпроводник-металл.
Фотоиндуцированное напряжение в высокотемпературных сверхпроводниках было зарегистрировано в начале 1990-х годов и с тех пор широко исследовалось, однако его природа и механизм остаются невыясненными1,2,3,4,5. Тонкие пленки YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8, в частности, интенсивно изучаются в виде фотоэлектрических (PV) элементов из-за их регулируемой энергетической запрещенной зоны9,10,11,12,13. Однако высокое сопротивление подложки всегда приводит к низкой эффективности преобразования устройства и маскирует первичные фотоэлектрические свойства YBCO8. Здесь мы сообщаем о замечательном фотоэлектрическом эффекте, вызванном освещением синим лазером (λ = 450 нм) в керамике YBa2Cu3O6.96 (YBCO) в диапазоне от 50 до 300 К (Tc ~ 90 К). Мы показываем, что эффект PV напрямую связан со сверхпроводимостью YBCO и природой границы раздела YBCO-металлический электрод. Когда YBCO претерпевает переход из сверхпроводящей фазы в резистивное состояние, происходит смена полярности напряжения холостого хода Voc и тока короткого замыкания Isc. Предполагается, что на границе раздела сверхпроводник-нормальный металл существует электрический потенциал, который обеспечивает силу разделения фотоиндуцированных электронно-дырочных пар. Этот интерфейсный потенциал направлен от YBCO к металлическому электроду, когда YBCO является сверхпроводящим, и переключается на противоположное направление, когда образец становится несверхпроводящим. Происхождение потенциала естественным образом может быть связано с эффектом близости14,15,16,17 на границе раздела металл-сверхпроводник, когда YBCO является сверхпроводящим и его значение оценивается в ~10-8 мВ при 50 К с интенсивностью лазера 502 мВт. /см2. Сочетание материала YBCO p-типа в нормальном состоянии с материалом Ag-пасты n-типа образует, скорее всего, квазиpn переход, который и отвечает за фотоэлектрическое поведение керамики YBCO при высоких температурах. Наши наблюдения проливают дополнительный свет на природу фотоэлектрического эффекта в высокотемпературной сверхпроводящей керамике YBCO и открывают путь для ее применения в оптоэлектронных устройствах, таких как быстрые пассивные детекторы света и т. д.
На рис. 1а–в показаны ВАХ керамического образца YBCO при 50 К. Без светового освещения напряжение на образце остается равным нулю при изменении тока, как и следовало ожидать от сверхпроводящего материала. Очевидный фотовольтаический эффект проявляется при направлении лазерного луча на катод (рис. 1а): ВАХ, параллельные оси I, с увеличением интенсивности лазера смещаются вниз. Очевидно, что даже в отсутствие тока существует отрицательное фотоиндуцированное напряжение (часто называемое напряжением холостого хода Voc). Нулевой наклон ВАХ указывает на то, что образец по-прежнему является сверхпроводящим при лазерном освещении.
(а–в) и 300 К (д–ж). Значения V(I) были получены путем изменения тока от -10 мА до +10 мА в вакууме. Для наглядности представлена только часть экспериментальных данных. а — Вольт-амперные характеристики YBCO, измеренные с помощью лазерного пятна, расположенного на катоде (i). Все ВАХ представляют собой горизонтальные прямые линии, что указывает на то, что образец все еще остается сверхпроводящим при лазерном облучении. Кривая движется вниз с увеличением интенсивности лазера, указывая на наличие отрицательного потенциала (Voc) между двумя выводами напряжения даже при нулевом токе. ВАХ не изменяются при направлении лазера в центр образца при температуре эфира 50 К (б) или 300 К (е). Горизонтальная линия движется вверх при освещении анода (в). Схематическая модель перехода металл-сверхпроводник при 50 К показана на г. Вольт-амперные характеристики нормального состояния YBCO при 300 К, измеренные лазерным лучом, направленным на катод и анод, приведены в д и ж соответственно. В отличие от результатов при 50 К, ненулевой наклон прямых указывает на то, что YBCO находится в нормальном состоянии; значения Voc изменяются в зависимости от интенсивности света в противоположном направлении, что указывает на другой механизм разделения зарядов. Возможная структура интерфейса при 300 К изображена на рисунке. Реальная картина образца с выводами.
Богатый кислородом YBCO в сверхпроводящем состоянии может поглощать почти весь спектр солнечного света из-за своей очень маленькой энергетической щели (Eg)9,10, создавая тем самым электронно-дырочные пары (e–h). Чтобы создать напряжение холостого хода Voc за счет поглощения фотонов, необходимо пространственно разделить фотогенерированные eh-пары до того, как произойдет рекомбинация18. Отрицательное значение Voc относительно катода и анода, как показано на рис. 1i, предполагает, что существует электрический потенциал на границе раздела металл-сверхпроводник, который переносит электроны к аноду, а дырки к катоду. В этом случае также должен быть потенциал, направленный от сверхпроводника к металлическому электроду на аноде. Следовательно, положительный Voc будет получен, если осветить область образца вблизи анода. Кроме того, не должно быть фотоиндуцированных напряжений, когда лазерное пятно направлено на области, удаленные от электродов. Это, безусловно, так, как видно из рис. 1b,c!.
При движении светового пятна от катодного электрода к центру образца (на расстоянии около 1,25 мм от границ раздела) не наблюдается изменения ВАХ и Voc при увеличении интенсивности лазера до максимально возможного значения (рис. 1б). . Естественно, этот результат можно объяснить ограниченным временем жизни фотоиндуцированных носителей и отсутствием силы отрыва в образце. Электронно-дырочные пары могут создаваться при каждом освещении образца, но большинство пар e – h аннигилируют, и фотоэлектрический эффект не наблюдается, если лазерное пятно падает на области, находящиеся далеко от любого из электродов. При перемещении лазерного пятна к анодным электродам ВАХ, параллельные оси I, с ростом интенсивности лазера смещаются вверх (рис. 1в). Аналогичное встроенное электрическое поле существует и в переходе металл-сверхпроводник на аноде. Однако на этот раз металлический электрод соединяется с положительным выводом тест-системы. Отверстия, создаваемые лазером, прижимаются к анодному выводу, и, таким образом, наблюдается положительный Voc. Представленные здесь результаты убедительно доказывают, что действительно существует интерфейсный потенциал, направленный от сверхпроводника к металлическому электроду.
Фотовольтаический эффект в керамике YBa2Cu3O6.96 при 300 К показан на рис. 1д–ж. Без освещения ВАХ образца представляет собой прямую линию, пересекающую начало координат. Эта прямая движется вверх параллельно исходной с увеличением интенсивности лазерного излучения на катодных выводах (рис. 1д). Есть два предельных случая, представляющих интерес для фотоэлектрического устройства. Состояние короткого замыкания возникает, когда V = 0. Ток в этом случае называется током короткого замыкания (Isc). Второй предельный случай — это состояние разомкнутой цепи (Voc), которое возникает, когда R→∞ или ток равен нулю. На рис. 1д ясно видно, что Voc положителен и увеличивается с ростом интенсивности света, в отличие от результата, полученного при 50 К; в то время как отрицательный Isc увеличивается по величине при освещении, что является типичным поведением обычных солнечных элементов.
Аналогично, когда лазерный луч направлен на области, удаленные от электродов, кривая V(I) не зависит от интенсивности лазера и фотоэлектрический эффект не возникает (рис. 1е). Как и при измерении при 50 К, ВАХ смещаются в противоположном направлении по мере облучения анодного электрода (рис. 1ж). Все эти результаты, полученные для этой системы пасты YBCO-Ag при 300 К с лазерным облучением в разных положениях образца, согласуются с потенциалом интерфейса, противоположным тому, который наблюдался при 50 К.
Большая часть электронов конденсируется в куперовские пары в сверхпроводящем YBCO ниже температуры его перехода Tc. Находясь в металлическом электроде, все электроны остаются в сингулярной форме. Вблизи границы раздела металл-сверхпроводник существует большой градиент плотности как для сингулярных электронов, так и для куперовских пар. Сингулярные электроны с основными носителями в металлическом материале будут диффундировать в область сверхпроводника, тогда как куперовские пары с основными носителями в области YBCO будут диффундировать в область металла. Поскольку куперовские пары, несущие больше зарядов и имеющие большую подвижность, чем единичные электроны, диффундируют из YBCO в металлическую область, положительно заряженные атомы остаются позади, что приводит к возникновению электрического поля в области пространственного заряда. Направление этого электрического поля показано на принципиальной схеме рис. 1г. Освещение падающими фотонами вблизи области пространственного заряда может создать пары eh, которые будут разделены и выметены, создавая фототок в направлении обратного смещения. Как только электроны выходят из встроенного электрического поля, они конденсируются в пары и без сопротивления перетекают к другому электроду. В этом случае Voc противоположна заранее установленной полярности и отображает отрицательное значение, когда лазерный луч направлен на область вокруг отрицательного электрода. По значению Voc можно оценить потенциал на границе раздела: расстояние между двумя выводами напряжения d составляет ~5 × 10–3 м, толщина границы раздела металл-сверхпроводник di должна быть такого же порядка. в качестве длины когерентности сверхпроводника YBCO (~1 нм)19,20 принять значение Voc = 0,03 мВ, потенциал Vms на границе раздела металл-сверхпроводник оценивается как ~10–11 В при 50 К с интенсивностью лазера 502 мВт/см2, по уравнению
Здесь мы хотим подчеркнуть, что фотоиндуцированное напряжение не может быть объяснено фототепловым эффектом. Экспериментально установлено, что коэффициент Зеебека сверхпроводника YBCO составляет Ss = 021. Коэффициент Зеебека для медных проводов находится в диапазоне SCu = 0,34–1,15 мкВ/К3. Температуру медной проволоки в лазерном пятне можно повысить на небольшую величину — 0,06 К, при этом максимальная интенсивность лазера достигается при 50 К. Это может создать термоэлектрический потенциал 6,9 × 10–8 В, что на три порядка меньше, чем Voc получен на рис. 1 (а). Очевидно, что термоэлектрический эффект слишком мал, чтобы объяснить экспериментальные результаты. Фактически, изменение температуры из-за лазерного облучения исчезнет менее чем за одну минуту, так что вклад теплового эффекта можно будет смело игнорировать.
Этот фотоэлектрический эффект YBCO при комнатной температуре показывает, что здесь задействован другой механизм разделения зарядов. Сверхпроводящий YBCO в нормальном состоянии представляет собой материал p-типа с дырками в качестве носителя заряда22,23, тогда как металлическая Ag-паста имеет характеристики материала n-типа. Подобно pn-переходам, диффузия электронов в серебряной пасте и отверстиях в керамике YBCO будет формировать внутреннее электрическое поле, направленное на керамику YBCO на границе раздела (рис. 1h). Именно это внутреннее поле обеспечивает силу разделения и приводит к положительному Voc и отрицательному Isc для системы пасты YBCO-Ag при комнатной температуре, как показано на рис. 1e. Альтернативно, Ag-YBCO может образовывать переход Шоттки p-типа, который также приводит к интерфейсному потенциалу с той же полярностью, что и в модели, представленной выше24.
Чтобы исследовать детальный процесс эволюции фотоэлектрических свойств при сверхпроводящем переходе YBCO, были измерены ВАХ образца при 80 К с выбранной интенсивностью лазерного излучения, освещающего катодный электрод (рис. 2). Без лазерного облучения напряжение на образце остается равным нулю независимо от тока, что указывает на сверхпроводящее состояние образца при 80 К (рис. 2а). Как и в случае с данными, полученными при 50 К, ВАХ, параллельные оси I, с ростом интенсивности лазера смещаются вниз до тех пор, пока не будет достигнуто критическое значение Pc. Выше этой критической интенсивности лазерного излучения (Pc) сверхпроводник переходит из сверхпроводящей фазы в резистивную фазу; напряжение начинает увеличиваться с ростом тока из-за появления сопротивления в сверхпроводнике. В результате кривая IV начинает пересекаться с осями I и V, что приводит сначала к отрицательному Voc и положительному Isc. Теперь образец, похоже, находится в особом состоянии, в котором полярность Voc и Isc чрезвычайно чувствительна к интенсивности света; при очень небольшом увеличении силы света Isc преобразуется из положительного значения в отрицательное, а Voc из отрицательного в положительное значение, минуя начало координат (высокая чувствительность фотоэлектрических свойств, особенно значения Isc, к световому освещению, более отчетливо видна на рис. 2б). При максимально возможной интенсивности лазера ВАХ-кривые должны быть параллельны друг другу, что указывает на нормальное состояние образца YBCO.
Центр лазерного пятна расположен вокруг катодных электродов (см. рис. 1и). а, ВАХ YBCO, облученного лазером различной интенсивности. б (вверху). Зависимость напряжения холостого хода Voc и тока короткого замыкания Isc от интенсивности лазера. Значения Isc невозможно получить при низкой интенсивности света (< 110 мВт/см2), поскольку ВАХ параллельны оси I, когда образец находится в сверхпроводящем состоянии. б (внизу) — дифференциальное сопротивление в зависимости от интенсивности лазера.
Зависимость Voc и Isc от интенсивности лазерного излучения при 80 К показана на рис. 2б (вверху). Фотоэлектрические свойства можно обсуждать в трех областях интенсивности света. Первая область находится между 0 и Pc, в которой YBCO является сверхпроводящим, Voc отрицательна и уменьшается (абсолютное значение увеличивается) с интенсивностью света и достигает минимума при Pc. Вторая область — от Pc до другой критической интенсивности P0, в которой Voc увеличивается, а Isc уменьшается с увеличением интенсивности света, и оба достигают нуля при P0. Третья область находится выше P0, пока не будет достигнуто нормальное состояние YBCO. Хотя и Voc, и Isc изменяются в зависимости от интенсивности света так же, как и в области 2, они имеют противоположную полярность выше критической интенсивности P0. Смысл P0 заключается в том, что фотовольтаический эффект отсутствует и механизм разделения зарядов качественно меняется именно в этой точке. Образец YBCO становится несверхпроводящим в этом диапазоне интенсивности света, но нормальное состояние еще не достигнуто.
Очевидно, что фотоэлектрические характеристики системы тесно связаны со сверхпроводимостью YBCO и его сверхпроводящим переходом. Дифференциальное сопротивление YBCO dV/dI показано на рис. 2б (внизу) в зависимости от интенсивности лазера. Как упоминалось ранее, встроенный электрический потенциал на границе раздела обусловлен диффузией куперовских пар из сверхпроводника в металл. Подобно наблюдаемому при 50 К, фотовольтаический эффект усиливается с увеличением интенсивности лазера от 0 до Pc. Когда интенсивность лазера достигает значения чуть выше Pc, ВАХ начинает наклоняться и появляется сопротивление образца, но полярность межфазного потенциала еще не меняется. Влияние оптического возбуждения на сверхпроводимость исследовано в видимой и ближней ИК-области. Хотя основной процесс заключается в разрыве куперовских пар и разрушении сверхпроводимости25,26, в некоторых случаях переход в сверхпроводимость может быть усилен27,28,29, а также могут быть индуцированы новые фазы сверхпроводимости30. Отсутствие сверхпроводимости на Pc можно объяснить фотоиндуцированным разрывом пары. В точке P0 потенциал на границе раздела становится равным нулю, что указывает на то, что плотность заряда на обеих сторонах границы раздела достигает одинакового уровня при данной интенсивности светового освещения. Дальнейшее увеличение интенсивности лазера приводит к разрушению большего количества куперовских пар и постепенному превращению YBCO обратно в материал p-типа. Вместо диффузии электронов и куперовских пар особенность интерфейса теперь определяется диффузией электронов и дырок, что приводит к изменению полярности электрического поля на интерфейсе и, следовательно, к положительному Voc (ср. Рис. 1г, з). При очень высокой интенсивности лазера дифференциальное сопротивление YBCO насыщается до значения, соответствующего нормальному состоянию, и как Voc, так и Isc имеют тенденцию линейно изменяться в зависимости от интенсивности лазера (рис. 2б). Это наблюдение показывает, что лазерное облучение нормального состояния YBCO больше не будет изменять его удельное сопротивление и особенности границы раздела сверхпроводник-металл, а только увеличит концентрацию электронно-дырочных пар.
Для исследования влияния температуры на фотоэлектрические свойства система металл-сверхпроводник облучалась на катоде синим лазером интенсивностью 502 мВт/см2. ВАХ, полученные при выбранных температурах от 50 до 300 К, представлены на рис. 3а. Напряжение холостого хода Voc, ток короткого замыкания Isc и дифференциальное сопротивление могут быть затем получены из этих ВАХ и показаны на рис. 3b. Без светового освещения все ВАХ, измеренные при различных температурах, как и ожидалось, проходят начало координат (вставка на рис. 3а). ВАХ резко изменяются с ростом температуры при освещении системы относительно сильным лазерным лучом (502 мВт/см2). При низких температурах ВАХ представляют собой прямые линии, параллельные оси I, с отрицательными значениями Voc. Эта кривая движется вверх с ростом температуры и постепенно превращается в линию с ненулевым наклоном при критической температуре Tcp (рис. 3а (вверху)). Кажется, что все кривые ВАХ вращаются вокруг точки в третьем квадранте. Voc увеличивается от отрицательного значения до положительного, а Isc уменьшается от положительного до отрицательного значения. Выше исходной температуры сверхпроводящего перехода Tc YBCO ВАХ меняется с температурой совершенно по-разному (нижняя часть рис. 3а). Во-первых, центр вращения ВАХ перемещается в первый квадрант. Во-вторых, Voc продолжает уменьшаться, а Isc увеличивается с ростом температуры (верхняя часть рис. 3б). В-третьих, наклон ВАХ линейно увеличивается с температурой, что приводит к положительному температурному коэффициенту сопротивления для YBCO (нижняя часть рис. 3б).
Температурная зависимость фотоэлектрических характеристик пасты YBCO-Ag при лазерном освещении мощностью 502 мВт/см2.
Центр лазерного пятна расположен вокруг катодных электродов (см. рис. 1и). а, ВАХ получены от 50 до 90 К (вверху) и от 100 до 300 К (внизу) с шагом температуры 5 К и 20 К соответственно. На вставке а показаны ВАХ при нескольких температурах в темноте. Все кривые пересекают исходную точку. б — напряжение холостого хода Voc и ток короткого замыкания Isc (вверху) и дифференциальное сопротивление dV/dI YBCO (внизу) в зависимости от температуры. Температура перехода в сверхпроводимость нулевого сопротивления Tcp не указана, поскольку она слишком близка к Tc0.
Из рис. 3б можно выделить три критические температуры: Tcp, выше которой YBCO становится несверхпроводящим; Tc0, при которой Voc и Isc становятся равными нулю, и Tc — начальная температура сверхпроводящего перехода YBCO без лазерного облучения. Ниже Tcp ~ 55 К облученный лазером YBCO находится в сверхпроводящем состоянии с относительно высокой концентрацией куперовских пар. Эффект лазерного облучения заключается в снижении температуры сверхпроводящего перехода с нулевым сопротивлением с 89 К до ~ 55 К (внизу рис. 3б) за счет уменьшения концентрации куперовских пар в дополнение к созданию фотоэлектрического напряжения и тока. Повышение температуры также разрушает куперовские пары, что приводит к снижению потенциала интерфейса. Следовательно, абсолютное значение Voc станет меньше, хотя интенсивность лазерного освещения будет той же. При дальнейшем повышении температуры интерфейсный потенциал будет становиться все меньше и меньше и достигнет нуля при Tc0. В этой особой точке фотоэлектрический эффект отсутствует, поскольку нет внутреннего поля, разделяющего фотоиндуцированные электронно-дырочные пары. Изменение полярности потенциала происходит выше этой критической температуры, поскольку плотность свободного заряда в пасте Ag больше, чем в YBCO, который постепенно переносится обратно в материал p-типа. Здесь мы хотим подчеркнуть, что смена полярности Voc и Isc происходит сразу после сверхпроводящего перехода с нулевым сопротивлением, независимо от причины перехода. Это наблюдение впервые ясно показывает корреляцию между сверхпроводимостью и фотоэлектрическими эффектами, связанными с потенциалом границы раздела металл-сверхпроводник. Природа этого потенциала на границе раздела сверхпроводник-нормальный металл была в центре внимания исследований в течение последних нескольких десятилетий, но остается еще много вопросов, на которые еще предстоит ответить. Измерение фотоэлектрического эффекта может оказаться эффективным методом изучения деталей (таких как его сила, полярность и т. д.) этого важного потенциала и, следовательно, пролить свет на эффект близости высокотемпературной сверхпроводимости.
Дальнейшее повышение температуры от Tc0 до Tc приводит к уменьшению концентрации куперовских пар, увеличению межфазного потенциала и, как следствие, к увеличению Voc. При Tc концентрация куперовских пар становится нулевой, а встроенный потенциал на границе раздела достигает максимума, что приводит к максимальному Voc и минимальному Isc. Быстрое увеличение Voc и Isc (абсолютное значение) в этом диапазоне температур соответствует сверхпроводящему переходу, который расширяется от ΔT ~ 3 К до ~34 К под действием лазерного облучения интенсивностью 502 мВт/см2 (рис. 3б). В нормальных состояниях выше Tc напряжение холостого хода Voc уменьшается с температурой (верхняя часть рис. 3б), аналогично линейному поведению Voc для обычных солнечных элементов на основе pn-переходов31,32,33. Хотя скорость изменения Voc с температурой (−dVoc/dT), которая сильно зависит от интенсивности лазера, намного меньше, чем у обычных солнечных элементов, температурный коэффициент Voc для перехода YBCO-Ag имеет тот же порядок величины, что и солнечных элементов. Ток утечки pn-перехода обычного солнечного элемента увеличивается с увеличением температуры, что приводит к уменьшению Voc при повышении температуры. Линейные ВАХ, наблюдаемые для этой системы Ag-сверхпроводник, из-за, во-первых, очень малого интерфейсного потенциала и, во-вторых, встречного соединения двух гетеропереходов, затрудняют определение тока утечки. Тем не менее, весьма вероятно, что та же температурная зависимость тока утечки ответственна за поведение Voc, наблюдаемое в нашем эксперименте. Согласно определению, Isc — это ток, необходимый для создания отрицательного напряжения для компенсации Voc, чтобы общее напряжение было равно нулю. По мере увеличения температуры Voc становится меньше, поэтому для создания отрицательного напряжения требуется меньший ток. Кроме того, сопротивление YBCO линейно возрастает с температурой выше Tc (внизу рис. 3б), что также способствует меньшему абсолютному значению Isc при высоких температурах.
Обратите внимание, что результаты, приведенные на рис. 2,3, получены при лазерном облучении области вокруг катодных электродов. Измерения также были повторены с лазерным пятном, расположенным на аноде, и наблюдались аналогичные ВАХ и фотоэлектрические свойства, за исключением того, что в этом случае полярность Voc и Isc была изменена на обратную. Все эти данные приводят к механизму фотовольтаического эффекта, тесно связанному с границей раздела сверхпроводник-металл.
Таким образом, ВАХ облученной лазером сверхпроводящей пасты YBCO-Ag были измерены в зависимости от температуры и интенсивности лазера. Замечательный фотоэлектрический эффект наблюдался в диапазоне температур от 50 до 300 К. Установлено, что фотоэлектрические свойства сильно коррелируют со сверхпроводимостью керамики YBCO. Смена полярности Voc и Isc происходит сразу после фотоиндуцированного перехода из сверхпроводящего состояния в несверхпроводящее. Температурная зависимость Voc и Isc, измеренная при фиксированной интенсивности лазера, также показывает отчетливую смену полярности при критической температуре, выше которой образец становится резистивным. Располагая лазерное пятно в разных частях образца, мы показываем, что на границе раздела существует электрический потенциал, который обеспечивает силу разделения фотоиндуцированных электронно-дырочных пар. Этот интерфейсный потенциал направлен от YBCO к металлическому электроду, когда YBCO является сверхпроводящим, и переключается на противоположное направление, когда образец становится несверхпроводящим. Происхождение потенциала естественным образом может быть связано с эффектом близости на границе раздела металл-сверхпроводник, когда YBCO является сверхпроводящим и оценивается в ~10-8 мВ при 50 К с интенсивностью лазера 502 мВт/см2. Контакт материала YBCO p-типа в нормальном состоянии с материалом Ag-пасты n-типа образует квази-pn переход, который отвечает за фотоэлектрическое поведение керамики YBCO при высоких температурах. Вышеупомянутые наблюдения проливают свет на фотоэлектрический эффект в высокотемпературной сверхпроводящей керамике YBCO и открывают путь к новым применениям в оптоэлектронных устройствах, таких как быстрый пассивный детектор света и детектор одиночных фотонов.
Эксперименты по фотоэлектрическому эффекту проводились на керамическом образце YBCO толщиной 0,52 мм и прямоугольной формы размером 8,64 × 2,26 мм2, освещенном непрерывным синим лазером (λ = 450 нм) с размером лазерного пятна радиусом 1,25 мм. Использование объемного, а не тонкопленочного образца позволяет нам изучать фотоэлектрические свойства сверхпроводника, не сталкиваясь с комплексным влиянием подложки6,7. Кроме того, сыпучий материал может быть выгоден благодаря простой процедуре приготовления и относительно низкой стоимости. Медные выводы соединены на образце YBCO с помощью серебряной пасты, образуя четыре круглых электрода диаметром около 1 мм. Расстояние между двумя электродами напряжения составляет около 5 мм. ВАХ образца измеряли с помощью вибрационного магнитометра образца (VersaLab, Quantum Design) с кварцевым окном. Для получения ВАХ использовался стандартный четырехпроводной метод. Взаимное расположение электродов и лазерного пятна показано на рис. 1и.
Как цитировать эту статью: Ян Ф. и др. Происхождение фотовольтаического эффекта в сверхпроводящей керамике YBa2Cu3O6.96. наук. Реп.5, 11504; дои: 10.1038/srep11504 (2015).
Чанг К.Л., Кляйнхаммес А., Моултон В.Г. и Тестарди Л.Р. Запрещенные по симметрии напряжения, индуцированные лазером в YBa2Cu3O7. Физ. Ред. Б 41, 11564–11567 (1990).
Квок Х.С., Чжэн Дж.П. и Донг С.Ю. Происхождение аномального фотоэлектрического сигнала в Y-Ba-Cu-O. Физ. Ред. Б 43, 6270–6272 (1991).
Ван Л.П., Линь Дж.Л., Фенг К.Р. и Ван Г.В. Измерение лазерно-индуцированных напряжений сверхпроводящего Bi-Sr-Ca-Cu-O. Физ. Ред. Б 46, 5773–5776 (1992).
Тейт, К.Л. и др. Переходные лазерно-индуцированные напряжения в пленках YBa2Cu3O7-x при комнатной температуре. Дж. Прил. Физ. 67, 4375–4376 (1990).
Квок, Х.С. и Чжэн, Дж.П. Аномальный фотоэлектрический отклик в YBa2Cu3O7. Физ. Ред. Б 46, 3692–3695 (1992).
Мураока Ю., Мурамацу Т., Ямаура Дж. и Хирои З. Инжекция фотогенерированных дырочных носителей в YBa2Cu3O7-x в оксидной гетероструктуре. Прил. Физ. Летт. 85, 2950–2952 (2004).
Асакура Д. и др. Фотоэмиссионное исследование тонких пленок YBa2Cu3Oy при световом освещении. Физ. Преподобный Летт. 93, 247006 (2004).
Ян, Ф. и др. Фотовольтаический эффект гетероперехода YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb, отожженного при различном парциальном давлении кислорода. Матер. Летт. 130, 51–53 (2014).
Аминов Б.А. и др. Двухщелевая структура в монокристаллах Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. Дж. Суперконд. 7, 361–365 (1994).
Кабанов В.В., Демсар Дж., Подобник Б. и Михайлович Д. Динамика релаксации квазичастиц в сверхпроводниках с различной щелевой структурой: Теория и эксперименты с YBa2Cu3O7-δ. Физ. Преподобный Б 59, 1497–1506 (1999).
Сунь Дж.Р., Сюн К.М., Чжан Ю.З. и Шен Б.Г. Выпрямляющие свойства гетероперехода YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb. Прил. Физ. Летт. 87, 222501 (2005).
Камарас К., Портер К.Д., Досс М.Г., Херр С.Л. и Таннер Д.Б. Экситонное поглощение и сверхпроводимость в YBa2Cu3O7-δ. Физ. Преподобный Летт. 59, 919–922 (1987).
Ю, Г., Хигер, А.Дж. и Стаки, Г. Переходная фотоиндуцированная проводимость в полупроводниковых монокристаллах YBa2Cu3O6.3: поиск фотоиндуцированного металлического состояния и фотоиндуцированной сверхпроводимости. Твердотельная коммуникация. 72, 345–349 (1989).
Макмиллан, У.Л. Туннельная модель сверхпроводящего эффекта близости. Физ. 175, 537–542 (1968).
Герон, С. и др. Сверхпроводящий эффект близости исследован в мезоскопическом масштабе длины. Физ. Преподобный Летт. 77, 3025–3028 (1996).
Аннунциата Г. и Манске Д. Эффект близости в нецентросимметричных сверхпроводниках. Физ. Ред. Б 86, 17514 (2012).
Цюй, FM и др. Сильный сверхпроводящий эффект близости в гибридных структурах Pb-Bi2Te3. наук. Отчет 2, 339 (2012).
Чапин Д.М., Фуллер К.С. и Пирсон Г.Л. Новый кремниевый фотоэлемент с pn-переходом для преобразования солнечного излучения в электроэнергию. Дж. Приложение. Физ. 25, 676–677 (1954).
Томимото, К. Влияние примесей на длину сверхпроводящей когерентности в монокристаллах YBa2Cu3O6.9, легированных Zn или Ni. Физ. Rev. B 60, 114–117 (1999).
Андо, Ю. и Сегава, К. Магнитосопротивление недвойниковых монокристаллов YBa2Cu3Oy в широком диапазоне легирования: аномальная зависимость длины когерентности от легирования дырок. Физ. Преподобный Летт. 88, 167005 (2002).
Обертелли, С.Д. и Купер, Дж.Р. Систематика термоэлектрической энергии высокотемпературных оксидов. Физ. Ред. Б 46, 14928–14931, (1992).
Сугай, С. и др. Зависящий от плотности носителей сдвиг импульса когерентного пика и моды LO-фонона в ВТСП p-типа. Физ. Ред. Б 68, 184504 (2003).
Нодзима Т. и др. Восстановление дырок и накопление электронов в тонких пленках YBa2Cu3Oy с использованием электрохимического метода: свидетельства металлического состояния n-типа. Физ. Ред. Б 84, 020502 (2011).
Тунг Р.Т. Физика и химия высоты барьера Шоттки. Прил. Физ. Летт. 1, 011304 (2014).
Сай-Халас Г.А., Чи К.С., Дененштейн А. и Лангенберг Д.Н. Эффекты динамического разрыва внешних пар в сверхпроводящих пленках. Физ. Преподобный Летт. 33, 215–219 (1974).
Ниева Г. и др. Фотоиндуцированное усиление сверхпроводимости. Прил. Физ. Летт. 60, 2159–2161 (1992).
Кудинов В.И. и др. Перманентная фотопроводимость в пленках YBa2Cu3O6+x как метод фотолегирования металлических и сверхпроводящих фаз. Физ. Ред. Б 14, 9017–9028 (1993).
Манковски Р. и др. Нелинейная динамика решетки как основа повышенной сверхпроводимости в YBa2Cu3O6.5. Природа 516, 71–74 (2014).
Фаусти Д. и др. Светоиндуцированная сверхпроводимость в полосочно-упорядоченном купрате. Наука 331, 189–191 (2011).
Эль-Адави, М.К. и Аль-Нуаим, И.А. Температурная функциональная зависимость ЛОС для солнечного элемента в зависимости от его эффективности, новый подход. Опреснение 209, 91–96 (2007).
Вернон, С.М. и Андерсон, В.А. Температурные эффекты в кремниевых солнечных элементах с барьером Шоттки. Прил. Физ. Летт. 26, 707 (1975).
Кац, Э.А., Файман, Д. и Туладхар, С.М. Температурная зависимость параметров фотоэлектрических устройств полимерно-фуллереновых солнечных элементов в рабочих условиях. Дж. Прил. Физ. 90, 5343–5350 (2002).
Работа поддержана Национальным фондом естественных наук Китая (грант № 60571063), Проектами фундаментальных исследований провинции Хэнань, Китай (грант № 122300410231).
FY написал текст статьи, а MYH подготовил образец керамики YBCO. FY и MYH провели эксперимент и проанализировали результаты. ФСК руководила проектом и научной интерпретацией данных. Все авторы рецензировали рукопись.
Эта работа доступна под лицензией Creative Commons Attribution 4.0 International License. Изображения или другие материалы третьих сторон в этой статье включены в лицензию Creative Commons, если иное не указано в кредитной линии; если материал не включен в лицензию Creative Commons, пользователям необходимо будет получить разрешение от держателя лицензии на воспроизведение материала. Чтобы просмотреть копию этой лицензии, посетите http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.
Ян Ф., Хан М. и Чанг Ф. Происхождение фотоэлектрического эффекта в сверхпроводящей керамике YBa2Cu3O6.96. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
Отправляя комментарий, вы соглашаетесь соблюдать наши Условия и Правила сообщества. Если вы обнаружите что-то оскорбительное или не соответствующее нашим условиям или рекомендациям, отметьте это как неприемлемое.
Время публикации: 22 апреля 2020 г.