Термоэдс: ТЕРМОЭДС | это… Что такое ТЕРМОЭДС?

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.

УВЛЕЧЕНИЯ ЭФФЕКТ). Т. к. число фононов, движущихся от горячего конца к холодному, больше, чем движущихся навстречу, то в результате увлечения ими эл-нов на холодном конце накапливается отрицат. заряд. Эта составляющая Т. при низких темп-рах может быть в десятки и сотни раз больше других. В магнетиках играет роль также увлечение эл-нов магнонами.

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.

заряд (если аномальный механизм рассеяния или эффект увлечения не приводят к перемене знака Т.).

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. е. возникает электрический ток.

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_n и µ_p – соответствующие подвижности.

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 2021 .

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…

Рис. 1.. Принцип конструирования ионного гидрогеля ПВС и NaOH с синергетическими координационными и гидратационными взаимодействиями.

( 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

1. 1. 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.).
2. 1. 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).
3. 1. 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
4. 1. Парк Т., Парк С., Ким Б.