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1 Propriétés de transport électronique: Comprendre et utiliser la conductivité électrique et thermique ainsi que le Pouvoir Thermoélectrique Absolu de.

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1 1 Propriétés de transport électronique: Comprendre et utiliser la conductivité électrique et thermique ainsi que le Pouvoir Thermoélectrique Absolu de métaux et alliages désordonnés Jean-Georges GASSER Laboratoire de Physique des Milieux Dense, Institut de Chimie, Physique et Matériaux, Université Paul Verlaine - Metz, 1 Bd Arago, Metz cedex 3, France.

2 2 Ceci est la synthèse dun travail effectué avec la collaboration de Prof. Joseph HUGEL Et de différents doctorants: Dr. A. Makradi, Dr. H. Zrouri, Dr. A. Ben Abdellah.

3 3 QUELQUES DEFINITIONS QUELQUES RELATIONS

4 4 Matériau T1 T2 V1 V2 Densité de flux de chaleur Densité de courant

5 5 Gradient de température Gradient de potentiel Densité de Flux de chaleur Densité de courant Conductivité Thermique Conductivité Électrique Effets croisés: 3 effets thermoelectriques: Effet Seebeck ou Pouvoir Thermoélectrique Absolu Cause EffetPropriétés physiques Effet Thomson Effet Peltier

6 6 Terminologie: quelques sigles plus ou moins équivalents Coefficient de Seebeck dun élément (respect. dun couple) Pouvoir Thermoélectrique Absolu (PTA) dun élément Pouvoir Thermo Electrique (PTE) dun couple ou relatif à un corps de référence En anglais: Thermoelectric Power Thermopower Absolute Thermoelectric Power (ATP)

7 7 On utilise les coefficients de transport généralisés Dans la matière désordonnée (liquide ou amorphe) lespace est isotrope. Les coefficients K ij sont des scalaires (pas des tenseurs comme dans les solides)

8 8 A gradient de température nul : Cest la loi dOhm microscopique, est la conductivité électrique

9 9 est le coefficient de PELTIER Toujours à gradient de température nul :

10 10 S est le Pouvoir Thermoélectrique Absolu ou coefficient de Seebeck) d un conducteur A densité de courant nul (circuit ouvert)

11 11 Toujours à densité de courant nul (circuit ouvert) Cest la loi de Fourier: est la conductivité thermique

12 12 On trouve une relation entre et S Cest la première relation de Kelvin-(Onsager); La seconde relation de Kelvin relie le coefficient deThomson h au coefficient de Seebeck S

13 13 Le courant électrique transporté par un electron est Le flux de chaleur transporté par un electron est Le courant et le flux de chaleur transporté par tous les porteurs est:

14 14 Des relations relient tous ces coefficients: les 2 relations de Kelvin : lapproximation de Wiedemann-Franz Les mesures de deux de ces coefficients (souvent et S) permettent de connaître les 5 coefficients ou, S,,, h avec et

15 15 La conductivité thermique est reliée à la conductivité électrique et au coefficient de Seebeck. L'expression simplifiée s'appelle « Loi de Wiedemann- Franz ». Pour des métaux liquides cette loi est valable avec une précision de 1 à 10%. C'est important parce qu'il est beaucoup plus facile de mesurer avec précision la conductivité électrique que la conductivité thermique.

16 16 Pour le cuivre liquide, la correction due au coefficient de Seebeck représente plus ou moins 2%. La dispersion des résultats expérimentaux est très plus grande (15%).

17 17

18 18 On peut mesurer leffet Thomson dun élément (métal ou alliage), mais cest une expérience très difficile. En pratique ceci a été réalisé au « National Bureau of Standards » par Roberts pour du platine très pur qui est maintenant létalon de thermoelectricité. Grâce à la seconde loi de Kelvin on peut déduire le coefficient de Seebeck d un élément,

19 19 Ceci nécessite la détermination expérimentale du coefficient de Thomson par des études calorimétriques entre 0 K et la température considérée. (1600 Celsius) en mesurant le dégagement de chaleur produit par effet Thomson (qui represente environ 1% de leffet Joule !!!) Puis, grâce à la première loi on obtient le coefficient de Peltier. On mesure le coefficient de Seebeck dun couple. Connaissant le coefficient de Seebeck dun élément (platine) obtenu par la mesure du coefficient de Thomson, On peut obtenir le coefficient de Seebeck de tout autre élément (sous forme délément pur ou dalliage).

20 20 APPLICATIONS DU PTE AU CONTRÔLE NON DESTRUCTIF

21 21 Dispositif de mesure de PTE décrit par Kleber (INSA Lyon)

22 22 Appareil mis au point par lINSA de Lyon (daprès Kléber)

23 23

24 24 Présentation Massardier colloque TEP INSA-LYON

25 25 Analyse du vieillissement daciers de cuve de réacteurs nucléaires daprès Houzé (INSA Lyon)

26 26 Corrélation TEP versus age et température daprès Marc Delnondedieu, (EDFcentre de recherche des Renardières présentalion INSA Lyon)

27 27 Corrélation entre ségrégation et PTE daprès Kleber (INSA Lyon)

28 28 Différentes utilisations du PTE daprès Pelletier (INSA Lyon)

29 29 Si le calcul est poursuivi, on peut finalement montrer que pour les métaux on a : ou Le coefficient de Seebeck est proportionnel à la dérivée de la résistivité électrique par rapport à l'énergie Quelle est cette énergie ?

30 30 Résumons Le Pouvoir Thermoélectrique Absolu (Coefficient de Seebeck) et le coefficient absolu de Peltier d'un élément (pur ou alliage) sont des concepts purement physiques. On ne peut pas mesurer le coefficients de Seebeck et de Peltier d'un composant simple (élément pur ou alliage), car pour faire une mesure, on ne peut pas expérimentalement employer la définition, on doit toujours fermer le circuit avec un autre élément (fil). D'un point de vue expérimental on peut seulement mesurer le coefficient de Seebeck et de Peltier dun couple déléments

31 31 Mais le coefficient de Thompson d'un élément (métal ou l'alliage), peut être mesuré (c'est une expérience très difficile). Pratiquement ceci a été fait au « bureau national of standards » par Roberts pour le platine très pur. Utilisation de la deuxième loi de Kelvin : on peut déduire le coefficient de Seebeck d'un élément, (le platine) qui est maintenant létalon de la thermoélectricité Connaissant le coefficient de Seebeck d'un élément, mesurant le coefficient de Seebeck dun couple, nous pouvons obtenir le le coefficient de Seebeck de tous les éléments.

32 32 NOS EXPERIENCES sur les métaux liquides

33 33 DÉTERMINATION EXPÉRIMENTALE DES COEFFICIENTS DE TRANSPORT DES MÉTAUX ET DES ALLIAGES LIQUIDES Dans notre laboratoire nous mesurons la conductivité et le pouvoir thermoélectrique (effet Seebeck) et déduisons la conductivité thermique des relations entre les trois coefficients ou des relations simplifié (loi de Wiedemann Franz). L'hypothèse étant que la densité du courant et de flux de chaleur est due aux seuls électrons.

34 34 La mesure de la résistivité : Long capillaire 4 électrodes La mesure du pouvoir thermoélectrique absolu : Gradient de température 2 couples immergés dans le métal liquide (ou en contact électrique avec le métal liquide)

35 35 COMPRÉHENSION DE LA PHYSIQUE DU TRANSPORT ÉLECTRONIQUE PROPRIÉTÉS DES MÉTAUX LIQUIDES ET ALLIAGES Cette interprétation théorique vaut aussi bien pour les métaux liquides que pour les verres métalliques

36 36 Un alliage liquide est un arrangement plus ou moins aléatoire des ions et des électrons.

37 37 Dispersion du potentiel Déphasages matrice de t résistivité Les électrons sont diffusés par les ions en présence des autres électrons Les électrons internes se comportent comme les neutrons ou rayons de X diffusés par la matière dense

38 38 COMMENT PEUT ON OBTENIR LES PROPRIÉTÉS DE TRANSPORT ÉLECTRONIQUE DES MÉTAUX LIQUIDES ? 1) CONSTRUCTION UN POTENTIEL ATOMIQUE

39 39 2) SUPERPOSITION DES POTENTIELS ATOMIQUES OU IONIQUES POUR CONSTRUIRE UN POTENTIEL POUR LA MATIÈRE DENSE DÉSORDONNÉE (POTENTIEL « MUFFIN TIN ») 3) DÉTERMINATION DE L'ÉNERGIE DE FERMI est à lénergie relative au vide (utilisée dans le formalisme des pseudopotentiels) E est l'énergie relativement à la valeur la plus élevée du potentiel)

40 40

41 41 Un potentiel sphérique est construit pour des valeurs de r entre 0 et le rayon de muffin tin R MT (sphère rouge). Pour tenir compte de la région interstitielle, un potentiel de recouvrement est construit entre le rayon R MT de muffin tin et le rayon R WS de Wigner Seitz (sphère verte)

42 42 r V (r) MTZ Energie de Muffin tin zero E B B Echelle absolue dénergie 0 E F 0 0 Esposito et autres [4] 0 m k F Rayon de muffin tin Potentiel de muffin tin n (E) Ben Abdellah et autres [12] s p s-p b c a Dreirach et autres [3] MTZ PS libre n (E) E F E F E B E

43 Résistivité et PTA. La formule de Ziman étendue : 0 est le volume atomique- a (q) est le facteur de structure. La transformée de Fourier [g (r) - 1] de [a (q) - 1] définit g (r) la probabilité de trouver un atome à la distance r d'un atome d'origine. - Le carré de la matrice t (q, E) 2 est caractéristique de la diffusion d'un électron par un potentiel muffin tin. -- q est le vecteur donde de transfert entre londe de lélectron incident et londe de lélectron diffusé. E est relié à k par avec : Dans la formule de Ziman, l'énergie apparaît dans le préfacteur (k 6 ), dans la limite intégrale supérieure k et dans la matrice t t (q, E) 2

44 44 Nous nous rappelons que le PTA est la dérivée de la conductivité (ou de la résistivité) par rapport à l'énergie ou

45 45 Si nous remplaçons le produit : a (q) t 2 (q) par une constante on peut alors intégrer analytiquement. On obtient : L'approche d'électron libre de Ziman donne une assez bonne description de la résistivité et du PTA des métaux liquides. Conséquence : le PTA des métaux liquide est toujours négatif

46 46 ESSAYONS DE COMPRENDRE LES RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX

47 47 Nous mesurons la résistivité du germanium liquide entre le point de fusion et 1150°C Thèse de Makradi

48 48 Nous mesurons le PTA du germanium liquide entre le point de fusion et 1150°C. Thèse de Makradi

49 49 Nous avons représenté plusieurs calculs ab initio de la résistivité qui sont toujours des fonctions décroissantes de l'énergie. De ce fait le PTA est négatif Thèse de Makradi

50 50 Ici nous avons représenté plusieurs calculs ab initio du PTA qui sont toujours des fonctions négatives de l'énergie. Cette règle explique le PTA négatif de la plupart des métaux liquides polyvalents (In, Ga, Al, Ge, Sn, Pb, Bi) Thèse de Makradi

51 51 Le PTA du zinc liquide est positif. Le signe positif est en contradiction avec notre première approximation. a (q)t (q) 2 constante Thèse de Makradi

52 52 Mais une explication peut facilement être trouvée ! Il suffit de se rappeler que le facteur de structure est une courbe qui présente un maximum, ainsi la courbe de résistivité en 1/E est modulée par le maximum du facteur de structure. Elle présente un maximum près de l'énergie de FERMI. Si l'énergie de Fermi est sur la partie croissante de la courbe de résistivité le PTA est positif. C'est le cas pour les métaux nobles et divalents qui présentent un PTA positif

53 53 Sur la figure ci contre nous observons le comportement général en 1/E fortement modulé par le premier pic du facteur de structure. L'énergie de Fermi est à gauche du maximum expliquant clairement pourquoi le PTA du zinc est positif Thèse de Makradi

54 54 Pour tout les potentiels ab initio utilisés, le PTA calculé est toujours positif Thèse de Makradi

55 55 Avec l'argent liquide nous observons lapparition d'une seconde modulation de la courbe en 1/E Ce nouveau maximum vient d une diffusion résonnante. Il est dû à la bande d qui présente a résonance due au déphasage qui prend la valeur /2. La densité détats est maximum à cette valeur d'énergie qui est située au fond la bande s. Thèse de Ben Hassine

56 56 Le PTA positif des métaux nobles est dû au fait que l'énergie de Fermi se trouve sur la partie croissante du pic du facteur de structure, comme pour les métaux divalents. Thèse de Ben Hassine

57 57 Nous représentons ici le déphasage 2 responsable de la diffusion résonnante Thèse de Ben Hassine

58 58 Notre expérience positif Le PTA expérimental de l'antimoine est positif Thèse de Mhiaoui

59 59 Notre calcul pour l'antimoine liquide Thèse de Mhiaoui

60 60 1.La formule de Ziman est seulement valide pour une bande d'électrons libre. 2.La vraie densité des états peut présenter * un gap (comme pour Sb) la valence doit être Z=3 ou un * pseudogap (bande p de Sb par exemple) comme calculé par Hafner. 3.Il est nécessaire de tenir compte de lexistence d'un gap et dun pseudogap dans la formule de Ziman de la résistivité et du PTA.

61 61 Mott a proposé de corriger le libre parcours moyen à l'énergie de Fermi : Faber a démontré que : Par conséquence : On peut corriger le calcul de à l'énergie de Fermi. Notre proposition : utiliser la densité détats de Hafner pour corriger la résistivité par g 2 (e) à toute énergie, puis dériver pour obtenir le PTA.

62 62 Le PTA théorique devient positif Calcul : Formalisme de Ziman Corrigé par la densité détats de Hafner NOTA:. L'énergie de Fermi diminue de 0.55 à 0.40 Ry Thèse de Mhiaoui

63 63 MÉTAUX DE TRANSITION Pour les métaux de transition on observe que le pic du facteur de structure et la résonnance d apparaissent à la même énergie. Nous comprenons ainsi que les premiers éléments (comme le Sc) de la série des métaux de transition doivent avoir un PTA positif, alors que les derniers (comme le nickel) doivent avoir un PTA négatif. En effet l'énergie de Fermi passe de la gauche à la droite du pic de résonnance quand le nombre des électrons d est augmenté. Cependant la résistivité expérimentale du manganèse est plus de cinq fois plus petite que la valeur calculée. Les résistivités élevées calculées par la théorie nont pas été observées expérimentalement pour les métaux de transition liquides ou leurs alliages. Enfin nous avons développé un nouveau formalisme basé sur le fait que des électrons de spin haut ne ressentent pas le même potentiel que des électrons de spin bas dans des métaux comme le manganèse qui ont un grand nombre délectrons non appariés.

64 64 Thèse de Zrouri Direction J. Hugel

65 65 Thèse de Zrouri Direction J. Hugel

66 66 Thèse de Zrouri Direction J. Hugel

67 67 Avec notre nouveau formalisme, nous obtenons des résultats très raisonnables. Sur cette courbe nous postulons que tout les cinq électrons d ont un spin up. Nous avons montré quun nombre plus petit de spin up permettait dexpliquer les résistivités observées. Thèse de Zrouri Direction J. Hugel

68 68 Le PTA est beaucoup plus faible Thèse de Zrouri Direction J. Hugel

69 69 La formule de Ziman étendue peut également être employée pour des alliages avec

70 70 Thèse de Zrouri Direction J. Hugel

71 71 Thèse de Zrouri

72 72

73 73 Nous avons également mesuré les propriétés électroniques des alliages liquides ternaires. Auparavant nous ayons mesuré les propriétés des alliages binaires In-Mn et de In-Ni. La résistivité du manganèse pur est de 205 cm tandis que celle du nickel pur est de 85 cm. Nous avons trouvé que la résistivité de lalliage binaire In-Mn est plus élevée que celle de lalliage binaire In-Ni De façon très surprenante, la substitution du nickel par le manganèse commence à diminuer la résistivité. Thèse de Rhazi Direction Auchet

74 74 Le comportement anormal de lalliage ternaire est qualitativement compris. Sur cette figure nous avons représenté schématiquement la résistivité en fonction de l'énergie pour Mn pur et Ni pur (sans effets de spin). La résistivité de l'indium (non représenté) est une fonction décroissante de énergie. L'indium est un métal trivalent et apporte 3 électrons par atome. Nous pouvons comprendre le comportement anormal de la résistivité de l'alliage ternaire si nous considérons que si nous remplaçons le Nickel par du manganèse nous nous déplaçons de la gauche vers la droite. Ceci signifie que l'énergie de Fermi du manganèse est plus haute que cela du Nickel. La résistivité est pondérée par la concentration. Du côté riche en Ni la résistivité commence à diminuer (courbe bleue) quand nous augmentons l'énergie. Mais la pondération de la courbe bleue devient plus petite quand la concentration en manganèse augmente. Simultanément, la pondération du manganèse augmente (courbe rouge). Le PTA des alliages riches en nickel est négatif (pente négative de la courbe bleue). Quand la concentration en manganèse augmente, le PTA devient moins négatif. Thèse de Rhazi Direction Auchet

75 75 Le PTA du ternaire augmente avec la concentration en manganèse. Thèse de Rhazi

76 76 Thèse de Rhazi Direction Auchet

77 77 CONCLUSIONS Différentes équations relient les coefficients de transport en particulier le PTA, la conductivité électrique et thermique. Le PTA est proportionnel à la dérivée de la résistivité par rapport à l'énergie. La résistivité fonction de l'énergie est ainsi la fonction clé.

78 78 La résistivité est une fonction en 1/E modulée par : le facteur de structure, la matrice t au carré, le carré du rapport de la densité détats divisée par celle des électrons libres. Le PTA est positif quand lénergie de Fermi se situe sur la partie croissante de chacune de ces fonctions de modulation.

79 79 Le comportement des alliages peut également être compris en termes de résistivités en fonction de lénergie. Le problème est de savoir comment l'énergie de Fermi passe à travers les pics de modulation. La contribution des différents métaux est pondérée par la composition, par la position et par le déplacement de l'énergie de Fermi de lalliage.

80 80 Puis je espérer une extension du formalisme de Ziman aux solides cristallins ?

81 81 Peut on aussi conclure quelque chose pour les solides métalliques ? (amorphes, monocristaux, poly-cristaux, quasi-cristaux avec des défauts, à température élevée)

82 82 Pour les matériaux poly-cristallins sans texture nous avons plus de désordre que pour les monocristaux (pour lesquelles les équations deviennent tensorielles) mais moins que dans les alliages liquides et amorphes. Avant dessayer de pousser plus loin linterprétation il serait indispensable de mesurer le facteur de structure dalliages polycristallins. On peut postuler que la position de lénergie de Fermi par rapport aux pics du facteurs de structure pourrait expliquer des changements notables de PTA quand lénergie de Fermi change avec la température ou sous leffet de laddidion de quelques fractions de % dimpuretés et quand lénergie de Fermi traverse les pics du facteur de structure. LA COMPREHENSION DU PTA DE SOLIDES REELS RESTE UN PROBLEME OUVERT

83 83 Peut on également conclure quelque chose pour des semi- conducteurs ? (amorphes, liquides, cristallins)

84 84 MERCI

85 85 Quelques formules Formalisme de Kubo Greenwood

86 86


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