Ďakujeme, že ste navštívili nature.com. Používate verziu prehliadača s obmedzenou podporou CSS. Ak chcete získať čo najlepší zážitok, odporúčame vám použiť aktuálnejší prehliadač (alebo vypnúť režim kompatibility v programe Internet Explorer). Medzitým, aby sme zabezpečili nepretržitú podporu, zobrazujeme stránku bez štýlov a JavaScriptu.
Uvádzame pozoruhodný fotovoltaický efekt v keramike YBa2Cu3O6.96 (YBCO) medzi 50 a 300 K indukovaný osvetlením modrým laserom, ktorý priamo súvisí so supravodivosťou YBCO a rozhraním YBCO-kovová elektróda. Keď YBCO prechádza zo supravodivého do odporového stavu, existuje obrátenie polarity pre napätie naprázdno Voc a skratový prúd Isc. Ukazujeme, že na rozhraní supravodič-normálny kov existuje elektrický potenciál, ktorý poskytuje separačnú silu pre fotoindukované páry elektrón-diera. Tento potenciál rozhrania smeruje z YBCO na kovovú elektródu, keď je YBCO supravodivý, a prepína na opačný smer, keď sa YBCO stane nesupravodivým. Pôvod potenciálu môže byť ľahko spojený s efektom blízkosti na rozhraní kov-supravodič, keď je YBCO supravodivý a jeho hodnota sa odhaduje na ~ 10–8 mV pri 50 K s intenzitou lasera 502 mW/cm2. Kombinácia materiálu typu p YBCO v normálnom stave s materiálom typu n Ag-paste vytvára kvázi-pn spojenie, ktoré je zodpovedné za fotovoltaické správanie keramiky YBCO pri vysokých teplotách. Naše zistenia môžu pripraviť cestu k novým aplikáciám fotónových elektronických zariadení a vrhnúť ďalšie svetlo na efekt blízkosti na rozhraní supravodič-kov.
Foto-indukované napätie vo vysokoteplotných supravodičoch bolo hlásené na začiatku 90-tych rokov minulého storočia a odvtedy sa intenzívne skúmalo, no jeho povaha a mechanizmus zostávajú nejasné1,2,3,4,5. Najmä tenké vrstvy YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8 sú intenzívne študované vo forme fotovoltaického (PV) článku vďaka nastaviteľnej energetickej medzere9,10,11,12,13. Vysoká odolnosť substrátu však vždy vedie k nízkej účinnosti konverzie zariadenia a maskuje primárne PV vlastnosti YBCO8. Tu uvádzame pozoruhodný fotovoltaický efekt indukovaný osvetlením modrým laserom (λ = 450 nm) v keramike YBa2Cu3O6.96 (YBCO) medzi 50 a 300 K (Tc ~ 90 K). Ukazujeme, že PV efekt priamo súvisí so supravodivosťou YBCO a povahou rozhrania YBCO-kovová elektróda. Keď YBCO prechádza zo supravodivej fázy do odporového stavu, existuje obrátenie polarity pre napätie naprázdno Voc a skratový prúd Isc. Navrhuje sa, že na rozhraní supravodič-normálny kov existuje elektrický potenciál, ktorý poskytuje separačnú silu pre foto-indukované páry elektrón-diera. Tento potenciál rozhrania smeruje z YBCO na kovovú elektródu, keď je YBCO supravodivý a prepne sa do opačného smeru, keď sa vzorka stane nesupravodivou. Pôvod potenciálu môže byť prirodzene spojený s efektom blízkosti14,15,16,17 na rozhraní kov-supravodič, keď je YBCO supravodivý a jeho hodnota sa odhaduje na ~10-8 mV pri 50 K s intenzitou lasera 502 mW /cm2. Kombinácia p-typu materiálu YBCO v normálnom stave s n-materiálovou Ag-pastou tvorí s najväčšou pravdepodobnosťou kvázi-pn spojenie, ktoré je zodpovedné za PV správanie YBCO keramiky pri vysokých teplotách. Naše pozorovania vrhajú ďalšie svetlo na pôvod PV efektu vo vysokoteplotnej supravodivej keramike YBCO a pripravujú cestu pre jeho aplikáciu v optoelektronických zariadeniach, ako je rýchly pasívny detektor svetla atď.
Obrázok 1a–c ukazuje, že IV charakteristiky keramickej vzorky YBCO pri 50 K. Bez osvetlenia svetlom zostáva napätie na vzorke nulové s meniacim sa prúdom, ako možno očakávať od supravodivého materiálu. Zjavný fotovoltaický efekt sa objaví, keď je laserový lúč nasmerovaný na katódu (obr. 1a): IV krivky rovnobežné s osou I sa pohybujú smerom nadol so zvyšujúcou sa intenzitou lasera. Je zrejmé, že aj bez prúdu existuje záporné fotoindukované napätie (často nazývané napätie naprázdno Voc). Nulový sklon IV krivky naznačuje, že vzorka je pri laserovom osvetlení stále supravodivá.
(a–c) a 300 K (e–g). Hodnoty V(I) boli získané vychýlením prúdu od -10 mA do +10 mA vo vákuu. Kvôli prehľadnosti je uvedená len časť experimentálnych údajov. a, Prúdovo-napäťové charakteristiky YBCO merané laserovým bodom umiestneným na katóde (i). Všetky IV krivky sú vodorovné priame čiary, čo naznačuje, že vzorka je stále supravodivá s laserovým žiarením. Krivka sa pohybuje nadol so zvyšujúcou sa intenzitou lasera, čo naznačuje, že medzi dvoma napäťovými vodičmi existuje záporný potenciál (Voc) aj pri nulovom prúde. IV krivky zostávajú nezmenené, keď je laser nasmerovaný do stredu vzorky pri étere 50 K (b) alebo 300 K (f). Vodorovná čiara sa pohybuje nahor, keď svieti anóda (c). Schematický model prechodu kov-supravodič pri 50 K je znázornený na d. Prúdovo-napäťové charakteristiky normálneho stavu YBCO pri 300 K merané laserovým lúčom namiereným na katódu a anódu sú uvedené v e a g. Na rozdiel od výsledkov pri 50 K, nenulový sklon priamych čiar naznačuje, že YBCO je v normálnom stave; hodnoty Voc sa menia s intenzitou svetla v opačnom smere, čo naznačuje odlišný mechanizmus separácie náboja. Možná štruktúra rozhrania pri 300 K je znázornená v hj Skutočný obraz vzorky s vodičmi.
Na kyslík bohatý YBCO v supravodivom stave môže absorbovať takmer celé spektrum slnečného svetla vďaka svojej veľmi malej energetickej medzere (Eg) 9,10, čím vytvára páry elektrón-diera (e–h). Na vytvorenie napätia naprázdno Voc absorpciou fotónov je potrebné priestorovo oddeliť fotogenerované eh páry predtým, ako dôjde k rekombinácii18. Záporný Voc vo vzťahu ku katóde a anóde, ako je znázornené na obr. 1i, naznačuje, že na rozhraní kov-supravodič existuje elektrický potenciál, ktorý zmieta elektróny k anóde a otvory ku katóde. Ak je to tak, mal by existovať aj potenciál smerujúci zo supravodiča ku kovovej elektróde na anóde. V dôsledku toho by sa získal pozitívny Voc, ak by bola osvetlená oblasť vzorky v blízkosti anódy. Okrem toho by nemali existovať žiadne fotoindukované napätia, keď je laserový bod nasmerovaný na oblasti ďaleko od elektród. Je to určite tak, ako je zrejmé z obr. lb,c!.
Keď sa svetelná škvrna pohybuje od katódovej elektródy do stredu vzorky (asi 1,25 mm od rozhraní), nie je možné pozorovať žiadne variácie IV kriviek a žiadne Voc so zvyšujúcou sa intenzitou lasera na maximálnu dostupnú hodnotu (obr. 1b). . Prirodzene, tento výsledok možno pripísať obmedzenej životnosti fotoindukovaných nosičov a nedostatku separačnej sily vo vzorke. Páry elektrón-diera môžu byť vytvorené vždy, keď je vzorka osvetlená, ale väčšina párov e–h bude zničená a nepozoruje sa žiadny fotovoltaický efekt, ak laserová škvrna dopadne na oblasti ďaleko od ktorejkoľvek z elektród. Pohybom laserového bodu k anódovým elektródam sa IV krivky rovnobežne s osou I posúvajú nahor so zvyšujúcou sa intenzitou lasera (obr. 1c). Podobné vstavané elektrické pole existuje v spoji kov-supravodič na anóde. Kovová elektróda sa však tentoraz pripojí ku kladnému zvodu testovacieho systému. Otvory vytvorené laserom sú zatlačené do anódového vedenia, a tak je pozorovaný pozitívny Voc. Tu prezentované výsledky poskytujú silný dôkaz, že skutočne existuje potenciál rozhrania smerujúci zo supravodiča ku kovovej elektróde.
Fotovoltaický efekt v keramike YBa2Cu3O6.96 pri 300 K je znázornený na obr. 1e–g. Bez svetelného osvetlenia je IV krivka vzorky priamka pretínajúca začiatok. Táto priamka sa pohybuje nahor rovnobežne s pôvodnou so zvyšujúcou sa intenzitou lasera ožarujúceho katódové vývody (obr. 1e). Existujú dva limitujúce prípady záujmu o fotovoltaické zariadenie. Skratový stav nastane, keď V = 0. Prúd sa v tomto prípade označuje ako skratový prúd (Isc). Druhým obmedzujúcim prípadom je stav otvoreného obvodu (Voc), ktorý nastane, keď je R→∞ alebo prúd nulový. Obrázok 1e jasne ukazuje, že Voc je pozitívny a zvyšuje sa so zvyšujúcou sa intenzitou svetla, na rozdiel od výsledku získaného pri 50 K; zatiaľ čo sa pozoruje, že negatívna Isc sa zvyšuje s osvetlením svetla, čo je typické správanie normálnych solárnych článkov.
Podobne, keď je laserový lúč nasmerovaný do oblastí vzdialených od elektród, krivka V(I) je nezávislá od intenzity lasera a nedochádza k žiadnemu fotovoltaickému efektu (obr. 1f). Podobne ako pri meraní pri 50 K, IV krivky sa posúvajú opačným smerom, ako sa ožaruje anódová elektróda (obr. 1g). Všetky tieto výsledky získané pre tento pastový systém YBCO-Ag pri 300 K s laserom ožiareným v rôznych polohách vzorky sú v súlade s potenciálom rozhrania opačným k potenciálu pozorovanému pri 50 K.
Väčšina elektrónov kondenzuje v Cooperových pároch v supravodivom YBCO pod jeho teplotou prechodu Tc. Zatiaľ čo v kovovej elektróde zostávajú všetky elektróny v singulárnej forme. V blízkosti rozhrania kov-supravodič je veľký gradient hustoty pre singulárne elektróny aj Cooperove páry. Singulárne elektróny s väčšinovým nosičom v kovovom materiáli budú difundovať do oblasti supravodičov, zatiaľ čo Cooperove páry s väčšinovým nosičom v oblasti YBCO budú difundovať do oblasti kovu. Keďže Cooperove páry nesúce viac nábojov a majú väčšiu pohyblivosť ako jednotlivé elektróny difundujú z YBCO do kovovej oblasti, kladne nabité atómy zostávajú pozadu, čo vedie k elektrickému poľu v oblasti priestorového náboja. Smer tohto elektrického poľa je znázornený na schematickom diagrame Obr. 1d. Dopadajúce osvetlenie fotónov v blízkosti oblasti priestorového náboja môže vytvoriť páry eh, ktoré sa oddelia a zmietnu, čím sa vytvorí fotoprúd v smere spätného predpätia. Len čo sa elektróny dostanú zo zabudovaného elektrického poľa, kondenzujú sa do párov a prúdia k druhej elektróde bez odporu. V tomto prípade je Voc opačná k vopred nastavenej polarite a zobrazuje zápornú hodnotu, keď laserový lúč smeruje na oblasť okolo zápornej elektródy. Z hodnoty Voc možno odhadnúť potenciál na rozhraní: vzdialenosť medzi dvoma napäťovými vodičmi d je ~ 5 × 10-3 m, hrúbka rozhrania kov-supravodič, di, by mala mať rovnaký rád. ako koherenčnú dĺžku supravodiča YBCO (~1 nm) 19,20 vezmite hodnotu Voc = 0,03 mV, potenciál Vms pri rozhranie kov-supravodič sa vyhodnotí ako ~10-11 V pri 50 K s intenzitou lasera 502 mW/cm2, pomocou rovnice,
Tu chceme zdôrazniť, že fotoindukované napätie nemožno vysvetliť fototepelným efektom. Experimentálne sa zistilo, že Seebeckov koeficient supravodiča YBCO je Ss = 021. Seebeckov koeficient pre medené olovené drôty je v rozsahu SCu = 0,34–1,15 μV/K3. Teplota medeného drôtu v mieste lasera sa môže zvýšiť o malé množstvo 0,06 K s maximálnou intenzitou lasera pri 50 K. To by mohlo produkovať termoelektrický potenciál 6,9 × 10-8 V, čo je o tri rády menšie ako Voc získaný na obr. 1 (a). Je zrejmé, že termoelektrický efekt je príliš malý na vysvetlenie experimentálnych výsledkov. V skutočnosti by zmeny teploty spôsobené laserovým žiarením zmizli za menej ako jednu minútu, takže príspevok tepelného efektu možno bezpečne ignorovať.
Tento fotovoltaický efekt YBCO pri izbovej teplote odhaľuje, že je tu zapojený iný mechanizmus separácie náboja. Supravodivý YBCO v normálnom stave je materiál typu p s otvormi ako nosič náboja22,23, zatiaľ čo kovová Ag-pasta má vlastnosti materiálu typu n. Podobne ako pri pn prechodoch, difúzia elektrónov v striebornej paste a otvoroch v keramike YBCO vytvorí vnútorné elektrické pole smerujúce na keramiku YBCO na rozhraní (obr. 1h). Je to toto vnútorné pole, ktoré poskytuje separačnú silu a vedie k kladnému Voc a zápornému Isc pre pastový systém YBCO-Ag pri izbovej teplote, ako je znázornené na obr. 1e. Alternatívne by Ag-YBCO mohol tvoriť spojenie Schottkyho typu p, ktoré tiež vedie k potenciálu rozhrania s rovnakou polaritou ako v modeli uvedenom vyššie24.
Na preskúmanie podrobného procesu vývoja fotovoltaických vlastností počas supravodivého prechodu YBCO boli namerané IV krivky vzorky pri 80 K s vybranými intenzitami lasera osvetľujúceho katódovú elektródu (obr. 2). Bez ožarovania laserom sa napätie na vzorke udržiava na nule bez ohľadu na prúd, čo naznačuje supravodivý stav vzorky pri 80 K (obr. 2a). Podobne ako pri údajoch získaných pri 50 K, IV krivky rovnobežné s osou I sa pohybujú smerom nadol so zvyšujúcou sa intenzitou lasera, kým sa nedosiahne kritická hodnota Pc. Nad touto kritickou intenzitou lasera (Pc) supravodič prechádza zo supravodivej fázy do odporovej fázy; napätie sa začína zvyšovať s prúdom v dôsledku objavenia sa odporu v supravodiči. V dôsledku toho sa IV krivka začína pretínať s osou I a osou V, čo vedie najskôr k negatívnemu Voc a pozitívnemu Isc. Teraz sa zdá, že vzorka je v špeciálnom stave, v ktorom je polarita Voc a Isc extrémne citlivá na intenzitu svetla; s veľmi malým zvýšením intenzity svetla sa Isc premieňa z pozitívnej na negatívnu a Voc z negatívnej na pozitívnu hodnotu, pričom prechádza pôvodom (vysoká citlivosť fotovoltaických vlastností, najmä hodnota Isc, na osvetlenie svetla je zreteľnejšie vidieť na obr. 2b). Pri najvyššej dostupnej intenzite lasera majú byť IV krivky navzájom paralelné, čo znamená normálny stav vzorky YBCO.
Stred laserového bodu je umiestnený okolo katódových elektród (pozri obr. 1i). a, IV krivky YBCO ožiareného rôznou intenzitou lasera. b (hore), Závislosť intenzity lasera na napätí naprázdno Voc a skratovom prúde Isc. Hodnoty Isc sa nedajú získať pri nízkej intenzite svetla (< 110 mW/cm2), pretože IV krivky sú paralelné s osou I, keď je vzorka v supravodivom stave. b (dole), diferenciálny odpor ako funkcia intenzity lasera.
Závislosť laserovej intenzity Voc a Isc pri 80 K je znázornená na obr. 2b (hore). Fotovoltaické vlastnosti možno diskutovať v troch oblastiach intenzity svetla. Prvá oblasť je medzi 0 a Pc, v ktorej je YBCO supravodivý, Voc je záporný a klesá (absolútna hodnota stúpa) s intenzitou svetla a dosahuje minimum pri Pc. Druhá oblasť je od Pc k inej kritickej intenzite P0, v ktorej sa Voc zvyšuje, zatiaľ čo Isc klesá so zvyšujúcou sa intenzitou svetla a obe dosahujú nulu pri P0. Tretia oblasť je nad P0, kým sa nedosiahne normálny stav YBCO. Aj keď sa Voc aj Isc menia s intenzitou svetla rovnakým spôsobom ako v oblasti 2, majú opačnú polaritu nad kritickou intenzitou P0. Význam P0 spočíva v tom, že nedochádza k žiadnemu fotovoltaickému efektu a mechanizmus separácie náboja sa v tomto konkrétnom bode kvalitatívne mení. Vzorka YBCO sa v tomto rozsahu intenzity svetla stáva nesupravodivou, ale normálny stav sa ešte len nedosiahne.
Je zrejmé, že fotovoltaické charakteristiky systému úzko súvisia so supravodivosťou YBCO a jeho supravodivým prechodom. Rozdielový odpor, dV/dl, YBCO je znázornený na obr. 2b (dole) ako funkcia intenzity lasera. Ako už bolo spomenuté, zabudovaný elektrický potenciál v rozhraní v dôsledku difúznych bodov Cooperovho páru zo supravodiča na kov. Podobne ako pri 50 K sa fotovoltaický efekt zvyšuje so zvyšujúcou sa intenzitou lasera z 0 na Pc. Keď intenzita lasera dosiahne hodnotu mierne nad Pc, IV krivka sa začne nakláňať a začne sa objavovať odpor vzorky, ale polarita potenciálu rozhrania sa ešte nemení. Vplyv optickej excitácie na supravodivosť bol skúmaný vo viditeľnej alebo blízkej IR oblasti. Zatiaľ čo základným procesom je rozbiť Cooperove páry a zničiť supravodivosť25,26, v niektorých prípadoch sa prechod supravodivosti môže zvýšiť27,28,29, dokonca môžu byť indukované nové fázy supravodivosti30. Neprítomnosť supravodivosti na Pc možno pripísať fotoindukovanému rozbitiu páru. V bode P0 sa potenciál na rozhraní stáva nulovým, čo naznačuje, že hustota náboja na oboch stranách rozhrania dosahuje rovnakú úroveň pri tejto konkrétnej intenzite osvetlenia svetla. Ďalšie zvýšenie intenzity lasera má za následok zničenie viacerých Cooperových párov a YBCO sa postupne transformuje späť na materiál typu p. Namiesto difúzie elektrónu a Cooperovho páru je teraz vlastnosť rozhrania určená difúziou elektrónov a dier, čo vedie k prepólovaniu elektrického poľa na rozhraní a následne kladnému Voc (porovnaj obr. 1d,h). Pri veľmi vysokej intenzite lasera sa diferenciálny odpor YBCO saturuje na hodnotu zodpovedajúcu normálnemu stavu a Voc aj Isc majú tendenciu sa lineárne meniť s intenzitou lasera (obr. 2b). Toto pozorovanie odhaľuje, že laserové ožarovanie v normálnom stave YBCO už nezmení jeho odpor a vlastnosť rozhrania supravodič-kov, ale iba zvýši koncentráciu párov elektrón-diera.
Na skúmanie vplyvu teploty na fotovoltaické vlastnosti bol systém kov-supravodič ožiarený na katóde modrým laserom s intenzitou 502 mW/cm2. IV krivky získané pri vybraných teplotách medzi 50 a 300 K sú uvedené na obr. 3a. Napätie naprázdno Voc, skratový prúd Isc a rozdielový odpor potom možno získať z týchto IV kriviek a sú znázornené na obr. 3b. Bez svetelného osvetlenia všetky IV krivky namerané pri rôznych teplotách prechádzajú podľa očakávania (vložený obrázok 3a). IV charakteristiky sa drasticky menia so zvyšujúcou sa teplotou, keď je systém osvetlený relatívne silným laserovým lúčom (502 mW/cm2). Pri nízkych teplotách sú IV krivky rovné čiary rovnobežné s osou I so zápornými hodnotami Voc. Táto krivka sa s rastúcou teplotou pohybuje nahor a postupne sa mení na priamku s nenulovým sklonom pri kritickej teplote Tcp (obr. 3a (hore)). Zdá sa, že všetky IV charakteristické krivky sa otáčajú okolo bodu v treťom kvadrante. Voc sa zvyšuje zo zápornej hodnoty na kladnú, zatiaľ čo Isc klesá z kladnej na zápornú hodnotu. Nad pôvodnou teplotou supravodivého prechodu Tc YBCO sa IV krivka mení s teplotou dosť odlišne (spodná časť obr. 3a). Po prvé, stred rotácie IV kriviek sa presunie do prvého kvadrantu. Po druhé, Voc stále klesá a Isc sa zvyšuje so zvyšujúcou sa teplotou (horná časť obr. 3b). Po tretie, sklon IV kriviek sa zvyšuje lineárne s teplotou, čo vedie k kladnému teplotnému koeficientu odporu pre YBCO (spodná časť obr. 3b).
Teplotná závislosť fotovoltaických charakteristík pre pastový systém YBCO-Ag pri laserovom osvetlení 502 mW/cm2.
Stred laserového bodu je umiestnený okolo katódových elektród (pozri obr. 1i). a, IV krivky získané od 50 do 90 K (hore) a od 100 do 300 K (dole) s teplotným prírastkom o 5 K a 20 K, v tomto poradí. Vložka a vykazuje IV charakteristiky pri niekoľkých teplotách v tme. Všetky krivky pretínajú počiatočný bod. b, napätie naprázdno Voc a skratový prúd Isc (hore) a rozdielový odpor, dV/dI, YBCO (dole) ako funkcia teploty. Teplota supravodivého prechodu s nulovým odporom Tcp sa neuvádza, pretože je príliš blízko Tc0.
Z obr. 3b je možné rozpoznať tri kritické teploty: Tcp, nad ktorým sa YBCO stáva nesupravodivým; Tc0, pri ktorej sa Voc aj Isc stanú nulovými a Tc, pôvodnou teplotou supravodivého prechodu YBCO bez laserového ožiarenia. Pod Tcp ~ 55 K je laserom ožiarený YBCO v supravodivom stave s relatívne vysokou koncentráciou Cooperových párov. Účinkom laserového žiarenia je zníženie supravodivej prechodovej teploty s nulovým odporom z 89 K na ~55 K (spodná časť obr. 3b) znížením koncentrácie Cooperovho páru okrem produkcie fotovoltaického napätia a prúdu. Zvyšujúca sa teplota tiež rozkladá Cooperove páry, čo vedie k nižšiemu potenciálu v rozhraní. V dôsledku toho sa absolútna hodnota Voc zníži, hoci sa použije rovnaká intenzita laserového osvetlenia. Potenciál rozhrania sa bude s ďalším zvyšovaním teploty zmenšovať a pri Tc0 dosahuje nulu. V tomto špeciálnom bode neexistuje žiadny fotovoltaický efekt, pretože neexistuje žiadne vnútorné pole, ktoré by oddelilo fotoindukované páry elektrón-diera. Prepólovanie potenciálu nastáva nad touto kritickou teplotou, pretože hustota voľného náboja v Ag paste je väčšia ako v YBCO, ktorý sa postupne prenáša späť na materiál typu p. Tu chceme zdôrazniť, že prepólovanie Voc a Isc nastáva ihneď po prechode supravodivého supravodivého nulového odporu, bez ohľadu na príčinu prechodu. Toto pozorovanie po prvý raz jasne odhaľuje koreláciu medzi supravodivosťou a fotovoltaickými efektmi spojenými s potenciálom rozhrania kov-supravodič. Povaha tohto potenciálu medzi supravodičom a normálnym kovovým rozhraním bola predmetom výskumu už niekoľko desaťročí, no na zodpovedanie stále čaká veľa otázok. Meranie fotovoltaického efektu sa môže ukázať ako efektívna metóda na skúmanie detailov (ako je jeho sila a polarita atď.) tohto dôležitého potenciálu, a teda vrhnúť svetlo na vysokoteplotný supravodivý blízkosťový efekt.
Ďalšie zvýšenie teploty z Tc0 na Tc vedie k menšej koncentrácii Cooperových párov a zvýšeniu potenciálu rozhrania a následne k väčšiemu Voc. Pri Tc sa koncentrácia Cooperovho páru stane nulovou a zabudovaný potenciál na rozhraní dosiahne maximum, čo vedie k maximálnemu Voc a minimu Isc. Rýchly nárast Voc a Isc (absolútna hodnota) v tomto teplotnom rozsahu zodpovedá supravodivému prechodu, ktorý je rozšírený z ΔT ~ 3 K na ~34 K ožiarením laserom o intenzite 502 mW/cm2 (obr. 3b). V normálnych stavoch nad Tc napätie v otvorenom obvode Voc klesá s teplotou (horná časť obr. 3b), podobne ako lineárne správanie Voc pre normálne solárne články založené na pn prechodoch31,32,33. Hoci rýchlosť zmeny Voc s teplotou (−dVoc/dT), ktorá silne závisí od intenzity lasera, je oveľa menšia ako u normálnych solárnych článkov, teplotný koeficient Voc pre YBCO-Ag spojenie má rádovo rovnakú veľkosť. solárnych článkov. Zvodový prúd pn prechodu pre normálne zariadenie so solárnymi článkami sa zvyšuje so zvyšujúcou sa teplotou, čo vedie k zníženiu Voc so zvyšujúcou sa teplotou. Lineárne IV krivky pozorované pre tento Ag-supravodičový systém, po prvé kvôli veľmi malému potenciálu rozhrania a po druhé spätné spojenie dvoch heteroprechodov, sťažuje určenie unikajúceho prúdu. Napriek tomu sa zdá veľmi pravdepodobné, že rovnaká teplotná závislosť zvodového prúdu je zodpovedná za správanie Voc pozorované v našom experimente. Podľa definície je Isc prúd potrebný na vytvorenie záporného napätia na kompenzáciu Voc, takže celkové napätie je nulové. Ako teplota stúpa, Voc sa zmenšuje, takže na vytvorenie záporného napätia je potrebný menší prúd. Ďalej odpor YBCO rastie lineárne s teplotou nad Tc (dolná časť obr. 3b), čo tiež prispieva k menšej absolútnej hodnote Isc pri vysokých teplotách.
Všimnite si, že výsledky uvedené na obrázkoch 2, 3 sú získané laserovým ožiarením v oblasti okolo katódových elektród. Merania sa tiež opakovali s laserovým bodom umiestneným na anóde a pozorovali sa podobné IV charakteristiky a fotovoltaické vlastnosti s výnimkou toho, že polarita Voc a Isc bola v tomto prípade obrátená. Všetky tieto údaje vedú k mechanizmu pre fotovoltaický efekt, ktorý úzko súvisí s rozhraním supravodič-kov.
Stručne povedané, IV charakteristiky laserom ožarovaného supravodivého pastového systému YBCO-Ag boli merané ako funkcie teploty a intenzity lasera. Pozoruhodný fotovoltaický efekt bol pozorovaný v teplotnom rozsahu od 50 do 300 K. Zistilo sa, že fotovoltaické vlastnosti silne korelujú so supravodivosťou YBCO keramiky. Obrátenie polarity Voc a Isc nastáva ihneď po fotoindukovanom supravodivom prechode na nesupravodivý prechod. Teplotná závislosť Voc a Isc meraná pri fixnej intenzite lasera tiež ukazuje zreteľné prepólovanie pri kritickej teplote, nad ktorou sa vzorka stáva odporovou. Umiestnením laserového bodu do inej časti vzorky ukazujeme, že na rozhraní existuje elektrický potenciál, ktorý poskytuje separačnú silu pre foto-indukované páry elektrón-diera. Tento potenciál rozhrania smeruje z YBCO na kovovú elektródu, keď je YBCO supravodivý a prepne sa do opačného smeru, keď sa vzorka stane nesupravodivou. Pôvod potenciálu môže byť prirodzene spojený s efektom blízkosti na rozhraní kov-supravodič, keď je YBCO supravodivý a odhaduje sa, že je ~ 10-8 mV pri 50 K s intenzitou lasera 502 mW/cm2. Kontakt materiálu YBCO typu p v normálnom stave s pastou materiálu typu n Ag vytvára kvázi-pn spojenie, ktoré je zodpovedné za fotovoltaické správanie keramiky YBCO pri vysokých teplotách. Vyššie uvedené pozorovania vrhajú svetlo na PV efekt vo vysokoteplotnej supravodivej keramike YBCO a pripravujú cestu k novým aplikáciám v optoelektronických zariadeniach, ako je rýchly pasívny detektor svetla a jednofotónový detektor.
Experimenty s fotovoltaickým efektom sa uskutočnili na keramickej vzorke YBCO s hrúbkou 0,52 mm a obdĺžnikovým tvarom 8,64 × 2,26 mm2 a osvetleným modrým laserom s kontinuálnou vlnou (λ = 450 nm) s veľkosťou laserovej škvrny s polomerom 1,25 mm. Použitie objemovej vzorky namiesto tenkej vrstvy nám umožňuje študovať fotovoltaické vlastnosti supravodiča bez toho, aby sme sa museli zaoberať komplexným vplyvom substrátu6,7. Navyše, sypký materiál by mohol byť vhodný pre jeho jednoduchý postup prípravy a relatívne nízke náklady. Medené olovené drôty sú spojené so vzorkou YBCO so striebornou pastou tvoriacou štyri kruhové elektródy s priemerom približne 1 mm. Vzdialenosť medzi dvoma napäťovými elektródami je asi 5 mm. IV charakteristiky vzorky sa merali pomocou vibračného vzorkového magnetometra (VersaLab, Quantum Design) s okienkom z kremenného kryštálu. Na získanie IV kriviek sa použil štandardný štvorvodičový spôsob. Relatívne polohy elektród a laserového bodu sú znázornené na obr. 1i.
Ako citovať tento článok: Yang, F. et al. Vznik fotovoltaického efektu v supravodivej keramike YBa2Cu3O6.96. Sci. Rep. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG & Testardi, LR Symetriou zakázané laserom indukované napätia v YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 41, 11564-11567 (1990).
Kwok, HS, Zheng, JP & Dong, SY Pôvod anomálneho fotovoltaického signálu v Y-Ba-Cu-O. Phys. Rev. B 43, 6270-6272 (1991).
Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR & Wang, GW Meranie laserom indukovaných napätí supravodivého Bi-Sr-Ca-Cu-O. Phys. Rev. B 46, 5773-5776 (1992).
Tate, KL, a kol. Prechodné laserom indukované napätia vo filmoch YBa2Cu3O7-x pri izbovej teplote. J. Appl. Phys. 67, 4375-4376 (1990).
Kwok, HS & Zheng, JP Neobvyklá fotovoltaická odozva v YBa2Cu3O7. Phys. Rev. B 46, 3692-3695 (1992).
Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. & Hiroi, Z. Injekcia fotogenerovaného dierového nosiča do YBa2Cu3O7-x v oxidovej heteroštruktúre. Appl. Phys. Lett. 85, 2950-2952 (2004).
Asakura, D. a kol. Fotoemisná štúdia tenkých vrstiev YBa2Cu3Oy pri osvetlení svetlom. Phys. Rev. Lett. 93, 247 006 (2004).
Yang, F. a kol. Fotovoltaický efekt heterojunkcie YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb žíhanej pri rôznom parciálnom tlaku kyslíka. Mater. Lett. 130, 51 – 53 (2014).
Aminov, BA a kol. Štruktúra s dvoma medzerami v monokryštáloch Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. J. Supercond. 7, 361-365 (1994).
Kabanov, VV, Demsar, J., Podobnik, B. & Mihailovic, D. Dynamika kvázičasticovej relaxácie v supravodičoch s rôznymi štruktúrami medzier: Teória a experimenty na YBa2Cu3O7-δ . Phys. Rev. B 59, 1497-1506 (1999).
Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ & Shen, BG Usmerňujúce vlastnosti heteroprechodu YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb. Appl. Phys. Lett. 87, 222 501 (2005).
Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL & Tanner, DB Excitonická absorpcia a supravodivosť v YBa2Cu3O7-δ. Phys. Rev. Lett. 59, 919-922 (1987).
Yu, G., Heeger, AJ & Stucky, G. Prechodná fotoindukovaná vodivosť v polovodičových monokryštáloch YBa2Cu3O6.3: hľadanie fotoindukovaného kovového stavu a fotoindukovanej supravodivosti. Solid State Commun. 72, 345-349 (1989).
McMillan, WL Tunelovací model supravodivého efektu blízkosti. Phys. 175, 537-542 (1968).
Guéron, S. a kol. Supravodivý efekt priblíženia sondovaný na mezoskopickej dĺžkovej stupnici. Phys. Rev. Lett. 77, 3025-3028 (1996).
Annunziata, G. & Manske, D. Efekt blízkosti s necentrosymetrickými supravodičmi. Phys. Rev. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM a kol. Silný supravodivý proximitný efekt v hybridných štruktúrach Pb-Bi2Te3. Sci. Rep. 2, 339 (2012).
Chapin, DM, Fuller, CS & Pearson, GL Nový kremíkový fotobunka pn na premenu slnečného žiarenia na elektrickú energiu. J. App. Phys. 25, 676-677 (1954).
Tomimoto, K. Účinky nečistôt na dĺžku supravodivej koherencie v monokryštáloch YBa2Cu3O6.9 dopovaných Zn alebo Ni. Phys. Rev. B 60, 114-117 (1999).
Ando, Y. & Segawa, K. Magnetorezistencia untwinned YBa2Cu3Oy monokryštálov v širokom rozsahu dopingu: anomálna závislosť dopingovej diery na dĺžke koherencie. Phys. Rev. Lett. 88, 167005 (2002).
Obertelli, SD & Cooper, JR Systematika v termoelektrickej sile vysoko-T, oxidov. Phys. Rev. B 46, 14928-14931, (1992).
Sugai, S. a kol. Posun hybnosti koherentného vrcholu a LO fonónového režimu v supravodičoch typu p s vysokým Tc. Phys. Rev. B 68, 184504 (2003).
Nojima, T. a kol. Redukcia dier a akumulácia elektrónov v tenkých vrstvách YBa2Cu3Oy pomocou elektrochemickej techniky: Dôkaz pre kovový stav typu n. Phys. Rev. B 84, 020502 (2011).
Tung, RT Fyzika a chémia výšky Schottkyho bariéry. Appl. Phys. Lett. 1, 011304 (2014).
Sai-Halasz, GA, Chi, CC, Denenstein, A. & Langenberg, DN Effects of Dynamic External Pair Breaking in Supravodivé filmy. Phys. Rev. Lett. 33, 215-219 (1974).
Nieva, G. a kol. Fotoindukované zvýšenie supravodivosti. Appl. Phys. Lett. 60, 2159-2161 (1992).
Kudinov, VI a kol. Pretrvávajúca fotovodivosť vo filmoch YBa2Cu3O6+x ako metóda fotodopovania smerom ku kovovým a supravodivým fázam. Phys. Rev. B 14, 9017-9028 (1993).
Mankowsky, R. a kol. Nelineárna mriežková dynamika ako základ pre zvýšenú supravodivosť v YBa2Cu3O6.5. Príroda 516, 71–74 (2014).
Fausti, D. a kol. Svetlom indukovaná supravodivosť v kupráte usporiadanom v pruhoch. Science 331, 189–191 (2011).
El-Adawi, MK & Al-Nuaim, IA Teplotná funkčná závislosť VOC pre solárny článok vo vzťahu k jeho účinnosti nový prístup. Desalination 209, 91-96 (2007).
Vernon, SM & Anderson, WA Vplyv teploty v kremíkových solárnych článkoch so Schottkyho bariérou. Appl. Phys. Lett. 26, 707 (1975).
Katz, EA, Faiman, D. & Tuladhar, SM Teplotná závislosť parametrov fotovoltaického zariadenia polymér-fulerénových solárnych článkov v prevádzkových podmienkach. J. Appl. Phys. 90, 5343-5350 (2002).
Túto prácu podporila Národná nadácia pre prírodné vedy Číny (Grant č. 60571063), Projekty základného výskumu v provincii Henan, Čína (Grant č. 122300410231).
FY napísal text príspevku a MYH pripravil keramickú vzorku YBCO. FY a MYH vykonali experiment a analyzovali výsledky. FGC viedla projekt a vedeckú interpretáciu údajov. Všetci autori rukopis recenzovali.
Toto dielo podlieha licencii Creative Commons Attribution 4.0 International License. Obrázky alebo iné materiály tretích strán v tomto článku sú zahrnuté v licencii Creative Commons k článku, pokiaľ nie je v úverovom limite uvedené inak; ak materiál nie je zahrnutý pod licenciou Creative Commons, používatelia budú musieť získať povolenie od držiteľa licencie na reprodukciu materiálu. Ak chcete zobraziť kópiu tejto licencie, navštívte stránku http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
Yang, F., Han, M. & Chang, F. Pôvod fotovoltaického efektu v supravodivej keramike YBa2Cu3O6.96. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
Odoslaním komentára súhlasíte s tým, že budete dodržiavať naše Podmienky a Pokyny pre komunitu. Ak nájdete niečo urážlivé alebo čo nie je v súlade s našimi podmienkami alebo pokynmi, označte to ako nevhodné.
Čas odoslania: 22. apríla 2020