Что такое термоэдс и каков механизм ее возникновения. Какие виды термоэдс существуют. В каких материалах наблюдается термоэдс. Где применяется эффект термоэдс на практике. Какие преимущества и недостатки имеет использование термоэдс.
Что такое термоэдс и как она возникает
Термоэлектродвижущая сила (термоэдс) — это электродвижущая сила, возникающая в электрической цепи, состоящей из разнородных проводников, контакты между которыми имеют различную температуру. Данное явление также известно как эффект Зеебека.
Механизм возникновения термоэдс заключается в следующем:
- При нагреве одного из контактов разнородных проводников происходит увеличение энергии и скорости электронов в этой области.
- Возникает направленное движение электронов от горячего контакта к холодному.
- На холодном контакте накапливается отрицательный заряд, а на горячем — положительный.
- Возникшая разность потенциалов и является термоэдс.
Величина термоэдс зависит только от температур горячего и холодного контактов и от материалов проводников. В небольшом интервале температур (0-100°C) термоэдс прямо пропорциональна разности температур:

ε = α(T1 — T2)
где α — коэффициент термоэдс (коэффициент Зеебека), T1 и T2 — температуры горячего и холодного контактов соответственно.
Виды термоэдс и факторы, влияющие на ее величину
Различают несколько видов термоэдс:
- Объемная термоэдс — возникает за счет градиента температуры в объеме проводника.
- Контактная термоэдс — обусловлена температурной зависимостью контактной разности потенциалов.
- Фононная термоэдс — связана с увлечением электронов фононами при наличии градиента температуры.
На величину термоэдс влияют следующие факторы:
- Материал проводников — в металлах термоэдс очень мала, в полупроводниках может достигать больших значений.
- Температурный градиент — чем больше разность температур, тем выше термоэдс.
- Концентрация носителей заряда — с ростом концентрации термоэдс уменьшается.
- Механизмы рассеяния носителей заряда.
- Форма зоны Ферми в металлах и полупроводниках.
Термоэдс в различных материалах
Величина и знак термоэдс существенно зависят от типа материала:
Термоэдс в металлах
В металлах термоэдс очень мала — порядка нескольких мкВ/К. Это связано с высокой концентрацией свободных электронов. Знак термоэдс в металлах может быть как положительным, так и отрицательным.

Термоэдс в полупроводниках
В полупроводниках термоэдс значительно выше, чем в металлах — до нескольких сотен мкВ/К. В полупроводниках n-типа термоэдс отрицательна, в полупроводниках p-типа — положительна.
В собственных полупроводниках коэффициент термоэдс определяется выражением:
α = -(k/e)[(Eg/2kT) + 2]
где k — постоянная Больцмана, e — заряд электрона, Eg — ширина запрещенной зоны, T — абсолютная температура.
Термоэдс в ионных проводниках
В ионных проводниках, таких как ионные гидрогели, может наблюдаться гигантская отрицательная термоэдс до -37 мВ/К за счет синергетического эффекта координационных и гидратационных взаимодействий.
Практическое применение эффекта термоэдс
Эффект термоэдс находит широкое практическое применение в различных областях:
Термопары для измерения температуры
Термопары — это простые и надежные датчики температуры, работающие на эффекте термоэдс. Они позволяют измерять температуру в широком диапазоне — от криогенных до сверхвысоких.
Термоэлектрические генераторы
Устройства для прямого преобразования тепловой энергии в электрическую на основе эффекта Зеебека. Применяются для утилизации бросового тепла, в космических аппаратах и др.

Термоэлектрические холодильники
Компактные твердотельные охлаждающие устройства на основе эффекта Пельтье (обратного эффекту Зеебека). Используются для охлаждения электронных компонентов, в портативных холодильниках и др.
Преимущества и недостатки использования термоэдс
Применение эффекта термоэдс имеет ряд преимуществ и недостатков:
Преимущества:
- Простота конструкции устройств
- Отсутствие движущихся частей
- Высокая надежность
- Возможность миниатюризации
- Экологическая безопасность
Недостатки:
- Невысокий КПД (5-8% для генераторов)
- Высокая стоимость термоэлектрических материалов
- Ограниченный диапазон рабочих температур
Несмотря на недостатки, эффект термоэдс находит все более широкое применение в современных технологиях, особенно в области преобразования низкопотенциального тепла и создания автономных источников питания.
ТЕРМОЭДС | это… Что такое ТЕРМОЭДС?
электродвижущая сила ?, возникающая в электрич. цепи, состоящей из неск. разнородных проводников, контакты между к-рыми имеют разл. темп-ру (Зеебека эффект). Если электрич. цепь состоит из двух разл. проводников, она наз. термоэлементом или термопарой. Величина Т. зависит только от темп-р горячего T1 и холодного Т2 контактов и от материалов проводников. В небольшом интервале темп-р (0—100°С) ?=a(T1-T2). Коэфф. a наз. коэфф. Зеебека (термоэлектрич. способностью пары, т е р м о с и л о й, к о э ф ф и ц и е н т о м т е р м о э д с или у д е л ь н о й т е р м о э д с), зависит от материала проводников и интервала темп-р (табл.).
Цифры, приведённые в таблице, условны, т. к. Т. чувствительна к микроскопич. кол-вам примесей, к ориентации крист. зёрен. Т. может возникнуть в цепи, состоящей и из одного материала, если его разные участки подвергались разл. технол. операциям. Она не меняется при последоват. включении в цепь любого кол-ва др. материалов, если появляющиеся при этом дополнит. места контактов поддерживают при одной и той же темп-ре.
ЗНАЧЕНИЯ a ДЛЯ НЕК-РЫХ МЕТАЛЛОВ И СПЛАВОВ ПО ОТНОШЕНИЮ К Pb.
Знак «+» указывает, что ток течёт от Pb к данному металлу через более нагретый спай, а знак «-» — через холодный спай.
Если вдоль проводника существует градиент темп-р, то эл-ны на горячем конце приобретают более высокие энергии и скорости. В полупроводниках, кроме того, концентрация эл-нов растёт с темп-рой. В результате возникает поток эл-нов от горячего конца к холодному, на холодном конце накапливается отрицат. заряд, а на горячем. остаётся нескомпенсированный положит. заряд. Накопление заряда продолжается до тех пор, пока возникшая разность потенциалов не вызовет равный обратный поток эл-нов. Алгебр. сумма таких разностей потенциалов в цепи создаёт одну из составляющих Т., к-рую наз. объёмной. Др. составляющие Т. связаны с температурной зависимостью контактной разности потенциалов и с эффектом увлечения эл-нов фононами (см.
Т. металлов очень мала. Сравнительно больше Т. в полуметаллах и их сплавах, а также в нек-рых переходных металлах и их сплавах (напр., в сплавах Pb с Ag Т. достигает 86 мкВ/К). Т. велика из-за того, что ср. энергия эл-нов в потоке сильно отличается от энергии Ферми. Иногда быстрые эл-ны обладают меньшей диффуз. способностью, чем медленные, и Т. меняет знак. Величина и знак Т. зависят также от формы ферми-поверхности, разл. участки к-рой могут давать в Т. вклады противоположного знака. Знак Т. металлов иногда меняется на противоположный при низких темп-рах. В дырочных ПП на холодном контакте скапливаются дырки, а на горячем остаётся нескомпенсированный отрицат.
В термоэлементе, состоящем из дырочного и электронного ПП, Т. складываются. В ПП со смешанной проводимостью К холодному контакту диффундируют и эл-ны и дырки, и их заряды взаимно компенсируются. Если концентрации и подвижности эл-нов и дырок равны, то Т. равна нулю.
Физический энциклопедический словарь. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1983.
2.3 Термоэдс в полупроводниках.
В полупроводнике при наличии градиента температуры возникают электронный и дырочный токи, которые обусловлены действием электрохимического потенциала.
Если полупроводник
нагрет неравномерно, то средняя энергия
носителей заряда и их концентрация в
нём будет больше там, где выше температура.
Градиент температуры в однородном
полупроводнике приводит к градиенту
средней энергии носителей заряда и
градиенту их концентрации, вследствие
чего возникает диффузионный поток
носителей заряда, т.
В разомкнутой цепи в стационарном состоянии плотность тока во всех точках образца равна 0. При измерении термоэдс на границах полупроводника и измерительных металлических электродов существуют контактные разности потенциалов, которые не равны друг другу, вследствие существующего температурного градиента. Измерительный прибор отметит эдс, равную термоэдс полупроводника и разности контактных потенциалов измерительных электродов.
Чтобы исключить последнее слагаемое, следует определить термоэдс, как градиент электрохимического потенциала:
,
где F – уровень Ферми, – электрохимический потенциал.
Величина равна разности контактных потенциалов в граничных точках, если считать, что полупроводник и металл на контакте находятся в термодинамическом равновесии, тогда дифференциальная термоэдсопределяется как
.
Коэффициентом термоэдс обычно называется термоэлектрическая разность потенциалов, приходящаяся на один градус:
.
Полная плотность тока в полупроводнике из решения кинетического уравнения Больцмана для полупроводника со сферической симметрией зон и предположения, что рассеяние осуществляется на акустических фононах, может быть представлена выражением:
,
где
n
и p
– концентрации электронов и дырок, µ
Полагая ток равным нулю, можно получить выражение для дифференциальной термоэдс полупроводника:
.
Выражения для концентрации электронов и дырок невырожденного полупроводника:
,
,
При абсолютном нуле температуры в собственном полупроводнике уровень Ферми (химического потенциала) проходит строго посередине между дном зоны проводимости и потолком валентной зоны. С ростом температуры уровень Ферми изменяется по закону:
На рисунке 3
представлена температурная зависимость
уровня Ферми в электронном полупроводнике.
Рис.3 Температурная зависимость уровня Ферми в полупроводнике п-типа
При температуре
абсолютного нуля уровень Ферми находится
строго посередине между дном зоны
проводимости и донорным уровнем. Сростом
температуры происходит ионизация
примеси , электроны с донорного уровня
переходят в зону проводимости, уровень
Ферми при этом сначала поднимается , а
затем ,по мере роста температуры ,
начинает опускаться. При дальнейшем
подъеме температуры основную роль
начинает играть собственная проводимость
, и дальнейший ход уровня Ферми совпадает
с законом изменения его для случая
собственной проводимости. Совершенно
аналогичные выводы можно получить для
примесного дырочного полупроводника
(Рис.4). В этом случае при нуле температур
уровень Ферми проходит посередине между
потолком валентной зоны и акцепторным
уровнем. При повышении температуры
уровень Ферми поднимается выше акцепторных
уровней , они оказываются заполненными
электронами, перешедшими из валентной
зоны. Уровень Ферми начинает приближаться
к середине запрещенной зоны. Концентрация
собственных электронов и дырок с ростом
температуры увеличивается им основную
роль начинает играть собственная
проводимость.
Рис.4.Температурная зависимость уровня Ферми в полупроводнике р-типа
ТермоЭДС полупроводника определяется двумя слагаемыми, каждое из которых соответствует вкладу, вносимому электронами и дырками, причём эти слагаемые имеют противоположные знаки.
В случае электронного полупроводника на горячем конце возникает положительный объёмный заряд, поскольку электроны диффундируют от горячего конца к холодному. В случае дырочного полупроводника знак коэффициента термоЭДС обратный (Рис.5).
Рис.5. Распределение зарядов в полупроводниках п- и р- типов при наличии градиента температуры.
Для собственного полупроводника , поэтому величина термоэдс полупроводника с собственной проводимостью определяется лишь шириной запрещённой зоны и соотношением подвижностей электронов и дырок:
,
.
Формулы для определения коэффициента термоэдс для полупроводников “n”- и “p”-типа могут быть представлены в следующем виде:
,
,
При рассеянии носителей заряда на акустических фононах
При рассеянии на ионизированных примесях —
Для невырожденного электронного полупроводника с простой параболической зоной коэффициент термоэдс может быть определен из следующего выражения:
Эта формула была впервые выведена в 1940 году советским физиком Писаренко и носит его имя. Совершенно аналогичный , с точностью до знака ,вид имеет выражение для термоэдс дырочного полупроводника:
В
случае смешанной проводимости , когда
электрический ток переносится электронами
и дырками, термоэдс,как правило,
значительно ниже .Если концентрация
или подвижность носителей одного знака
, например, электронов , больше, чем
другого, то они диффундируют на холодный
конец в большом количестве до тех пор
, пока возникшее вследствие этого поле(
тормозящее электроны и ускоряющее
дырки) не уравняет оба потока. Коэффициент
термоэдс в этом случае определяется
выражением :
. Приведенное значение энергии Ферми при рассеянии на акустических фононах для полупроводника “n”-типа определяется выражением
.
Для дырочного полупроводника используется та же формула с учетом знака коэффициента термоэдс
В случае собственной проводимости коэффициент термоэдс имеет отрицательный знак, поскольку подвижность электронов больше, чем подвижность дырок и вклад электронной составляющей соответственно больше.
С ростом температуры значение коэффициента термоэдс при высоких температурах уменьшается, а в полупроводниках p-типа при температуре, близкой к температуре собственной проводимости, меняет знак.
На рисунке 6. представлены температурные зависимости коэффициентов термоЭДС в полупроводниках p- и n-типа.
Из эксперимента
по определению коэффициента термоэдс
можно рассчитать эффективную массу
плотности состояний.
Рис.6.Экспериментальные зависимости термоэдс от температуры образца германия при низких (а) и высоких температурах (б):
кривая 1 – ,
кривая 2 – ,
кривая 3 – ,
кривая 4 – ,
кривая 5 – ,
кривая 6 – .
ТермоЭДС, добротность и интегралы Ферми
Чтобы сравнить добротность с экспериментальными результатами, необходимо в рамках этого формализма ввести плотность носителей заряда и обсудить влияние эффективной массы. После этого более конкретно рассматриваются коэффициенты переноса в промежуточном режиме, и соответствующее приближение развивается из разложения интегралов Ферми по степени приведенного химического потенциала.
Плотность носителей заряда и эффективная масса
(9) позволяет изобразить на рис. 1 показатель качества для различных показателей степени s в зависимости от приведенного химического потенциала, последний обычно не измеряется экспериментально, а ZT чаще определяется как функция плотности носителей заряда. {\gamma}\), с характеристической энергией \(E_g\) и константой \ (г_0\). 9{3/2}\). Таким образом, уравнения (9) и (10) позволяют сравнить ожидаемые изменения добротности в зависимости от плотности носителей заряда с экспериментально измеренными в халькогениде свинца n-типа PbS при 800 К 21 на рис. 2. (б). В то время как кажется, что для большинства других халькогенидов свинца необходимо учитывать многополосные эффекты 14 , изменения добротности этого соединения хорошо воспроизводятся простой корректировкой коэффициента качества материала и эффективной массы. Как обсуждалось далее и показано на рис. 3(а), последний фактически ограничивал плотность носителей заряда, соответствующую максимуму добротности, и на рис. 2(b) было установлено, что она равна 0,61, тогда как известно, что плотность эффективная масса в PbS составляет 0,23 при 800 К 9*_г\). В то время как согласие с экспериментальными данными на самом деле очень хорошее выше максимума ZT, ожидаемое изменение завышает добротность ниже, а именно для низкой плотности носителей заряда.
Этот результат может указывать на то, что на этот режим дополнительно влияет вклад валентных зон, который подразумевает биполярные эффекты и затем снижает термоэлектрическую эффективность. Следовательно, распространение представленного в настоящее время формализма на случай нескольких полос, включая биполярные эффекты, должно решить эту проблему, позволив объяснить наблюдаемую добротность в таких материалах. Другой пример обсуждается в дополнительной информации. 9*\) не только сдвигает максимум ZT в сторону меньшей плотности носителей заряда, но и увеличивает значение добротности материала B, а затем и ZT.
Транспортные коэффициенты в промежуточном режиме
С другой стороны, переформулировка ZT в уравнении. (9) может дать новое понимание с аналитической точки зрения, если рассмотреть предел нулевого химического потенциала или эквивалентный предел бесконечной температуры. Используя свойство полилогарифма \(Li_s(-1)=- \eta _s\), с функцией Дирихле \(\eta \) \(\eta _s= \sum _{k=1}^\infty \ frac{(-1)^{k-1}}{k^{s}}\), точные выражения транспортных коэффициентов могут быть даны при любых s при \(\tilde{\mu } = 0\). 92_{s+1}}{\eta _s} \right] \end{aligned}$$
(11)
Эти соотношения показывают, что асимптотика транспортных коэффициентов полностью определяется энергетической зависимостью транспортных интегралами, а именно показателем степени s, возникающим из энергетической зависимости времени релаксации, скорости квазичастиц и плотности состояний. Как следствие, получается, что высокотемпературные значения электропроводности, термоЭДС и числа Лоренца могут дать интересный способ экспериментального определения показателя степени s, а затем характеризовать микроскопическую зависимость от энергии в транспортных интегралах. Согласно уравнению (9{-1} \end{aligned}$$
(12)
Таким образом, это соотношение приводит к вариациям добротности, показанной на рис. 4, в зависимости от добротности материала для показателей s в диапазоне от 1 до 4.
Рисунок 4 Изменение добротности с \(\tilde{\mu } = 0\) в зависимости от добротности материала B для \(\hbox {s}=1 \), 2, 3 и 4. {-3}\) для \(\gamma =1/2\) при 300 К без перенормировки эффективной массы, как показано на рис. 2(а).
Даже если в этом режиме может быть достигнута большая добротность, она не соответствует ее максимальному значению, которое незначительно отклоняется от \(\tilde{\mu }=0\) в зависимости от s и B, как показано на рис. 1. Поэтому интересно лучше охарактеризовать режим вокруг этого предела, где в основном \(| \tilde{\mu } | <1\), и который кажется промежуточным между сильно вырожденным режимом и полностью невырожденным. Если для двух последних режимов приближения уже существуют, то для этого промежуточного их нет. Таким образом, одна стратегия состоит в том, чтобы разложить интеграл Ферми в степенной ряд как функцию \(\tilde{\mu}\) вокруг \(\tilde{\mu}=0\). Чтобы выполнить это, определение функции полилогарифма можно переформулировать, расширив ее аргумент, как показано ниже. 92 }{2} \right) \end{aligned}$$
(13)
Обратите внимание, что в уравнении восстанавливается один. 2 }{2} \right) \end{aligned}$$ 92_{s}} \right] \right) \nonumber \\&\quad with\quad \alpha _0 = \frac{k_B}{q} (s+1)\frac{\eta _{s+1}} {\eta _s} \end{aligned}$$
(15)
Эти соотношения можно сравнить на рис. 5(а) и (б) с электропроводностью и термоЭДС, полученными из численного расчета требуемой Интегралы Ферми или из прямых аналитических расчетов с уравнениями. (5) и (6) для \(\hbox {s}=4\) и 1. Оказывается, что согласие вполне удовлетворительное, особенно когда \(\tilde{\mu }\) мало, или в пределе высоких температур, но и почти до \(|\tilde{\mu }| < 2\) из-за поправок второго порядка. 92 l_0\), полные выражения \(l_1\) и \(l_2\) приведены в дополнительной информации. Таким образом, число Лоренца можно сравнить на рис. 5(c) с численными результатами для \(s=1\) и 4, когда они нанесены на график как функция пониженной температуры. Как предполагалось ранее, рис. 5 (а), (б) и (в) ясно иллюстрируют, что асимптотическое поведение электропроводности, термоЭДС и числа Лоренца здесь достигается, когда \(k_B T > 10\, \mu \) полностью определяются показателем s. 2/3\) достигает любого s при \(k_B T<< \mu /10\) (сильно вырожденный режим), а значение \((s+1)\) по уравнению (8) при \(k_B T<< -\mu /10\) (сильно невырожденный режим). Представляется также, что разложение мощности в промежуточном режиме может помочь в экспериментальном определении показателя степени s в более низком, а затем и в более доступном температурном диапазоне, таком как \(k_B T > \mu / 2 \). 92 }{2} \right) \qquad \qquad с \qquad \qquad n _ {\tilde{\mu } = 0} = \eta _{\gamma +1} N_c(T, \gamma ) \end{align} $$
(17)
Последнее разложение позволяет затем вывести плотность носителей заряда для \(\tilde{\mu }_{ZT_{max}}\), полностью характеризуя максимум добротности в этом режим.
Итак, хотя коэффициенты термоэлектрического переноса обычно определяются как функция интегралов Ферми, здесь показано, что их явное вычисление приводит к переформулировке этих коэффициентов путем введения полилогарифмических функций. Это обеспечивает, в частности, новое определение показателя качества, которое охватывает все интересующие режимы, включая промежуточный режим. Хотя было обнаружено, что этот формализм довольно хорошо воспроизводит добротность, измеренную экспериментально в соединении PbS, путем простой корректировки коэффициента качества материала и эффективной массы, он должен позволять прямое распространение на более сложные материалы, такие как другие халькогениды свинца, для которых требуется принимать с учетом нескольких полос без численных расчетов. Кроме того, эта формулировка интегралов Ферми обеспечивает хорошую отправную точку для выполнения степенного разложения, которое приводит к новому приближению, специально относящемуся к промежуточному режиму, соединяющему, таким образом, сильно вырожденные режимы с сильно невырожденными. Оказывается, что транспортные коэффициенты могут быть затем разложены в рамках этого приближения, которое выявляет их асимптотическое поведение в пределе высоких температур. Эти результаты проливают новый свет на термоэлектрические транспортные свойства материалов и указывают на то, что анализ их поведения при высоких температурах может позволить экспериментально охарактеризовать микроскопическую энергетическую зависимость в транспортных интегралах.
Гигантская отрицательная термоЭДС ионного гидрогеля за счет синергетического взаимодействия координации и гидратации
. 2021 ноябрь 26;7(48):eabi7233.
doi: 10.1126/sciadv.abi7233. Epub 2021 24 ноября.
Бин Чен 1 , Цяньлин Чен 1 , Сунхуа Сяо 1 , Цзяньсун Фэн 1 , Сюй Чжан 1 , Тайхун Ван 1
принадлежность
- 1 Факультет электротехники и электроники, Южный научно-технический университет, Шэньчжэнь, Гуандун 518055, Китай.
- PMID: 34818039
- PMCID: PMC8612679
- DOI:
10.
1126/sciadv.abi7233
Бесплатная статья ЧВК
Бин Чен и др. Научная реклама .
Бесплатная статья ЧВК
. 2021 ноябрь 26;7(48):eabi7233.
doi: 10.1126/sciadv.abi7233. Epub 2021 24 ноября.
Авторы
Бин Чен 1 , Цяньлин Чен 1 , Сунхуа Сяо 1 , Цзяньсун Фэн 1 , Сюй Чжан 1 , Тайхун Ван 1
принадлежность
- 1 Факультет электротехники и электроники, Южный научно-технический университет, Шэньчжэнь, Гуандун 518055, Китай.
- PMID: 34818039
- PMCID: PMC8612679
- DOI: 10.1126/sciadv.abi7233
Абстрактный
Конструкция сверхчувствительных ионных термобатарей важна для сбора низкопотенциальной теплоты и измерения температуры. Однако до сих пор редко сообщалось о высококачественных ионных термоэлектрических материалах с отрицательной термоэдс. Эффективная регулировка взаимодействия между полимерной сеткой и анионом/катионом электролита является важным методом достижения заметной термоЭДС. Здесь мы демонстрируем ионный гидрогелевый термоэлектрический материал с гигантской отрицательной термоэдс, полученный за счет синергетического взаимодействия координации и гидратации. Ионный гидрогель, изготовленный из поливинилового спирта и гидроксида натрия, изготавливается с помощью простого процесса сухого отжига и демонстрирует термоЭДС до -37,61 милливольт на кельвин, чрезвычайно высокую абсолютную термоЭДС для электронных и ионных проводников. Этот ионный гидрогель перспективен для создания высокотермоэдсных ионных термоэлектрических материалов и сбора низкопотенциальной тепловой энергии.
Цифры
Рис. 1. Принцип конструкции ионного…
Рис. 1.. Принцип конструирования ионного гидрогеля ПВС и NaOH с синергической координацией…
( A ) Взаимодействие гидратации ионов в гидрогеле ПВС при замораживании-оттаивании. ( B ) Синергетическая гидратация ионов и координационное взаимодействие в полностью набухшем гидрогеле ПВС после сухого отжига.
Рис. 2. Характеристика кристаллических доменов в…
Рис. 2. Характеристика кристаллических доменов в гидрогелях ПВС.
( A ) Репрезентативные профили XRD…
Рис. 2. Характеристика кристаллических доменов в гидрогелях ПВС. ( A ) Репрезентативные профили XRD полностью набухших гидрогелей ПВС после разного времени отжига при 100°C. а.е., условные единицы. ( B ) Содержимое поливинилового спирта в замораживании-оттаивании, сухом отжиге и полностью набухшем гидрогеле поливинилового спирта. ( C ) Репрезентативные FTIR-спектры полностью набухших гидрогелей ПВС после разного времени отжига при 100°C. ( D ) Кривая напряжения-деформации полностью набухших гидрогелей ПВС при времени отжига 90 мин при 100°С.
Рис. 3. Термоэлектрические свойства гидрогеля ПВС.
Рис. 3. Термоэлектрические свойства гидрогеля ПВС.
Остаточный NaOH в покупном ПВС-сырце…
Рис. 3. Термоэлектрические свойства гидрогеля ПВС. В качестве неорганического электролита использовали остаточный NaOH в покупном сырье ПВС. ( A ) ТермоЭДС полностью набухших гидрогелей ПВС после разного времени отжига при 100°C. ( B ) ТермоЭДС 0,1 мМ водного раствора NaOH и термоЭДС полностью набухших гидрогелей ПВС после сушки на воздухе при комнатной температуре в течение 12 часов. ( C ) Na 1s XPS спектры гидрогеля ПВС, высушенного при комнатной температуре в течение 12 часов, и гидрогеля ПВС, подвергнутого сухому отжигу при 100°C в течение 9 часов. 0 мин. ( D ) Спектры O 1s XPS гидрогеля ПВС, высушенного при комнатной температуре в течение 12 часов, и гидрогеля ПВС, подвергнутого сухому отжигу при 100°C в течение 90 минут. ( E ) Типичная термоионная зарядка и прямая электронная рабочая кривая полностью набухшего гидрогеля ПВС со временем отжига 90 мин при 100°C.
Рис. 4. Механизм согласования и…
Рис. 4. Механизм координационных и гидратационных взаимодействий.
Схема взаимодействия в…
Рис. 4. Механизм координационных и гидратационных взаимодействий.Схематическое изображение взаимодействий в исходных материалах i-TE из гидрогелей NaOH-PVA при градиенте температуры.
Рис. 5. Термоэлектрические свойства гидрогеля ПВС…
Рис. 5. Термоэлектрические свойства гидрогеля ПВС с различной концентрацией NaOH.
( А )…
Рис. 5. Термоэлектрические свойства гидрогеля ПВС с различной концентрацией NaOH. ( A ) ТермоЭДС замораживания-оттаивания гидрогелей ПВС с различной концентрацией NaOH (время отжига 0 мин). ( B ) ТермоЭДС полностью набухших гидрогелей ПВС с различными концентрациями NaOH после сухого отжига при 100°С в течение 90 мин. ( C ) Абсолютная термоЭДС материалов i-TE (таблица S3). ( D ) Типичная кривая полного цикла термоионной зарядки и электронной разрядки полностью набухшего гидрогеля ПВС с 0,9 мМ NaOH после сухого отжига при 100°C в течение 90 мин. ( E ) Квазинепрерывный процесс теплового заряда/электрического разряда для гидрогеля ПВС на (D), измеренный для пяти циклов. ( F ) Улучшение термоЭДС из полностью набухшего гидрогеля ПВС с 0,9 мМ NaOH после сухого отжига при 100°C в течение 90 мин путем модуляризации.
См. это изображение и информацию об авторских правах в PMC
Похожие статьи
Усовершенствованные бактериальные целлюлозные ионные проводники с гигантской термосилой для сбора низкотемпературного тепла.
Wu Z, Wang B, Li J, Wu R, Jin M, Zhao H, Chen S, Wang H. Ву Зи и др. Нано Летт. 2022 26 октября; 22 (20): 8152-8160. doi: 10.1021/acs.nanolett.2c02558. Epub 2022 11 октября. Нано Летт. 2022. PMID: 36219168
Гигантская термоэдс иона водорода, усиленная системой сильной водородной связи.
Чен К., Чен Б.
, Сяо С., Фэн Дж., Ян Дж., Юэ К., Чжан С., Ван Т. Чен Кью и др. Интерфейсы приложений ACS. 2022 4 мая; 14(17):19304-19314. дои: 10.1021/acsami.1c24698. Epub 2022 25 апр. Интерфейсы приложений ACS. 2022. PMID: 35468291
Мультиионный гидрогель с выдающимися характеристиками преобразования тепла в электричество для сбора низкотемпературного тепла.
Чжоу И, Донг З, Хэ И, Чжу В, Юань И, Цзэн Х, Ли С, Чен С, Сунь К. Чжоу Ю и др. Chem Asian J. 16 ноября 2022 г.; 17 (22): e202200850. doi: 10.1002/asia.202200850. Epub 2022 26 сентября. Химическая Азия Дж. 2022. PMID: 36074542
Гигантская термоЭДС ионного желатина вблизи комнатной температуры.
Хан К.Г., Цянь С., Ли К., Дэн Б., Чжу И., Хань З., Чжан В.
, Ван В., Фэн С.П., Чен Г., Лю В. Хан К.Г. и соавт. Наука. 2020 5 июня; 368 (6495): 1091-1098. doi: 10.1126/science.aaz5045. Epub 2020 30 апр. Наука. 2020. PMID: 32354840
Эффект Соре гелей ионных жидкостей для термоэлектрического преобразования.
Ченг Х., Оуян Дж. Ченг Х и др. J Phys Chem Lett. 2022 24 ноября; 13 (46): 10830-10842. doi: 10.1021/acs.jpclett.2c02645. Epub 2022 16 ноября. J Phys Chem Lett. 2022. PMID: 36382894 Обзор.
Посмотреть все похожие статьи
использованная литература
- Zhu T., Xu Z., He J., Shen J., Zhu S., Hu L., Tritt T., Zhao X., Объемное наноструктурирование, индуцированное горячей деформацией, однонаправленно выращенного термоэлектрического элемента p-типа (Bi,Sb)2Te3 материалы.
Дж. Матер. хим. А 1, 11589–11594 (2013 г.).
- Zhu T., Xu Z., He J., Shen J., Zhu S., Hu L., Tritt T., Zhao X., Объемное наноструктурирование, индуцированное горячей деформацией, однонаправленно выращенного термоэлектрического элемента p-типа (Bi,Sb)2Te3 материалы.
- Перес-Таборда Дж. А., Кабальеро-Калеро О., Вера-Лондоно Л., Брионес Ф., Мартин-Гонсалес М., Термоэлектричество: высокая термоэлектрическая zT в пленках селенида серебра n-типа при комнатной температуре. Доп. Энергия Матер. 8, 1870033 (2018).
- Ким Г. Х., Шао Л., Чжан К., Пайп К. П., Инженерное легирование органических полупроводников для повышения термоэлектрической эффективности. Нац. Матер. 12, 719–723 (2013). — пабмед
- Парк Т., Парк С., Ким Б.
- Парк Т., Парк С., Ким Б.