Фазовые переходы в суперионных проводниках - файл n1.doc

Фазовые переходы в суперионных проводниках
скачать (636.5 kb.)
Доступные файлы (1):
n1.doc637kb.03.11.2012 03:56скачать

n1.doc

Фазовые переходы в суперионных проводниках.

Оглавление:

  1. Введение.

  2. Металлы, полупроводники, диэлектрики с точки зрения зонной теории.

  3. Фазовые переходы (основные понятия).

  4. Суперионные полупроводники.

    1. Строение суперионных проводников. Ионная проводимость.

    2. фазовые переходы в суперионных проводниках.

  5. Заключение (применение суперионных проводников).

Список используемой литературы.

  1. Введение.1

Первые упоминания о высокой проводимости ионных кристаллов относятся к началу XIX в.: в 1833 г. М.Фарадей отметил аномально большую электропроводность сульфида серебра, сравнимую с таковой для металлов. Аналогичный эффект в оксидных материалах был обнаружен В.Нернстом, который использовал керамику на основе оксида циркония, легированного иттрием, в качестве материала для ламп накаливания. Только в начале XX в. ученые доказали, что высокая проводимость таких веществ обусловлена движением не электронов, а разно заряженных ионов, как это наблюдается в жидких электролитах. Подобные соединения получили название твердых электролитов или суперионных проводников.

При нормальных условиях перенос заряда ионами в обычных твердых телах - как кристаллических, так и аморфных - не очень значителен и при комнатной температуре удельная проводимость не превышает 10–10-10–12 Ом–1·см–1. Электропроводность же суперионных проводников составляет величину порядка 10–1 Ом–1·см–1 (при комнатной температуре!). Это значение близко к проводимости расплавов и концентрированных растворов жидких электролитов. Таким образом, речь идет о материалах, сочетающих свойства жидкостей (проводимость, характерную для жидкого расплава или раствора, ионную термоэдс) и твердых тел (механическую жесткость кристаллов).

В настоящее время твердые электролиты перестали быть экзотическими объектами исследований благодаря открытию и синтезу нескольких сотен новых соединений с высокой ионной проводимостью. Они незаменимы при создании полностью твердотельных топливных элементов, газовых и жидкостных сенсоров, миниатюрных аккумуляторов. Для эффективного поиска таких веществ потребовались новые теоретические подходы к изучению явлений аномально быстрого ионного переноса в конденсированных средах и развитие специальных современных экспериментальных методик. Этим обусловлено возникновение нового раздела науки - ионики твердого тела, находящейся на пересечении физики и химии твердого тела, электроники и электрохимии, кристаллографии и неорганической химии, материаловедения и энергетики.

  1. Металлы, полупроводники, диэлектрики с точки зрения зонной теории.2

При получении дополнительной Е е внешней оболочки атома теряют жесткую связь со своим атомом и начинают перемещаться в объеме, становясь свободным носителями заряда.

Свободная зона, на уровнях которой могут находиться е при возбуждении называется зоной проводимости.

Ближайшей разрешенной зоной в ЗП называется валентной зоной.

Твердые тела

В металлах е принадлежат не отдельным атомам, а всему кристаллу. Это приводит к тому, что даже не большая энергия возбуждает валентные е внешнего энергетического уровня, которые становятся свободными.

В полупроводниках ковалентные связи образуются когда соединяющиеся атомы имеют общий е вращающийся вокруг общих ядер. Если сообщить е Е > ?Е то он сможет перелететь из ВЗ в ЗП и принять участие в электрическом токе.

Если в основу классификации твердых тел положить величину удельной электропроводности , то при комнатной температуре она имеет значения в следующих пределах:

металлы — (107 — 106) Сим/м

полупроводники — (10-8 — 106) Сим/м

диэлектрики — (10-8 — 10-16) Сим/м.

Такая чисто количественная классификация совершенно не передает специфических особенностей электропроводности и других свойств, сильно зависящих для полупроводника от внешних условий (температуры, освещенности, давления, облучения) и внутреннего совершенства кристаллического строения (дефекты решетки, примеси и др.).

Рассмотрим, например, температурную зависимость проводимости металлов и полупроводников.

Для химически чистых металлов с ростом температуры сопротивление увеличивается по линейному закону в широком температурном интервале

R(t)=R0(1+t),

где R0 – сопротивление при t=0C, R(t) – сопротивление при tC,  - термический коэффициент сопротивления, равный примерно 1/273.

Для металлов .

Для полупроводников сопротивление с ростом температуры быстро уменьшается по экспоненциальному закону

,

где R0, B – некоторая постоянная для данного интервала температур, имеющая свое значение для каждого полупроводника.

Рис.1.



Для удельной проводимости формулу можно записать в виде

,

или

,

где Eа – энергия активации, k – константа Больцмана. Наличие энергии активации Eа означает, что для увеличения проводимости к полупроводниковому веществу необходимо подвести энергию.

В идеальной решетке все электроны связаны, свободных носителей заряда нет, и поэтому при наложении электрического поля электрический ток возникнуть не может. Для его возникновения необходимо часть электронов сделать свободными. Но для отрыва электрона необходимо затратить энергию. Ее можно подвести к решетке в виде энергии фотона или в виде энергии тепловых колебаний решетки. При наложении на кристалл электрического поля E свободные электроны, участвуя в хаотическом тепловом движении, будут испытывать действие силы enE и придут в дрейфовое движение против поля. Если обозначить концентрацию электронов через n, их подвижность через n,то плотность электрического тока будет равна

Jn=qnnE=nE,

где через en обозначен заряд электрона.

В полупроводниках проводимость зависит от внешних условий, поскольку, меняя интенсивность освещения, облучение или температуру, можно менять концентрацию носителей заряда в широких пределах, в то время как в металлах число электронов остается неизменным при изменении внешних условий и температуры. Однако это не единственное различие между металлами и полупроводниками. В последних существует два механизма проводимости.

Незавершенная связь вследствие движения электронов может перемещаться от атома к атому, т.е. может совершать хаотические движения по кристаллу. При наложении внешнего электрического поля E на связанные электроны будет действовать сила enE, поэтому они, перемещаясь против поля, будут занимать вакантную связь. Наличие вакансий в связях позволяет валентным электронам перемещаться против поля. Тем самым совокупность валентных электронов также участвует в образовании проводимости полупроводников.

Удобнее рассматривать не движение совокупности валентных электронов, а движение вакантных связей.

Обозначив число вакантных связей через p, а их подвижность через p, можно выразить ток совокупности связанных электронов следующим образом:

Jp=qpppE=pE.

Вакантная связь получила название дырки. Дырки рассматривают как некие квазичастицы, движение которых вполне адекватно движению валентных электронов.

3. Фазовые переходы (основные понятия).

Фазовый переход (фазовые превращения) – переход вещества из одной термодинамической фазы (*) в другую при изменении внешних условий. С точки зрения движения системы по фазовой диаграмме (обычными координатами для ее построения являются температура и давление) при изменении интенсивных параметров (р, Т и т.п.), фазовый переход происходит, когда система пересекает линию, разделяющую две фазы. Поскольку разные термодинамические фазы описываются различными уравнениями состояния, всегда можно найти величину, которая скачкообразно меняется при фазовом переходе.

Поскольку разделение на термодинамические фазы – более мелкая классификация состояний, чем разделение по агрегатным состоян6иям вещества, то далеко не каждый переход сопровождается сменой агрегатного состояния. Однако любая смена агрегатного состояния есть фазовый переход.

Наиболее часто рассматриваются фазовые переходы при изменении температуры, но при постоянном давлении. Именно поэтому часто употребляют термин «точка» (а не линия) фазового перехода, температура плавления и т.д.

При фазовом переходе первого рода скачкообразно изменяются первичные экстенсивные параметры: плотность, количество запасенной внутренней энергии, концентрация компонентов и т.п. Имеется в виду скачкообразное изменение этих величин при изменении температуры, давления и т.п., а не скачкообразное изменение во времени.

Наиболее распространённые примеры фазовых переходов первого рода – это плавление и затвердевание, кипение и конденсация, сублимация и десублимация.

При фазовом переходе второго рода плотность и внутренняя энергия не меняются, так что невооружённым глазом такой фазовый переход может быть незаметен. Скачок же испытывают их вторые производные по температуре и давлению: теплоемкость, коэффициент теплового расширения, различные восприимчивости и т.д.

Фазовые переходы второго рода происходят в тех случаях, когда меняется симметрия строения вещества (симметрия может полностью исчезнуть или понизится). В настоящее время принято говорить не об изменении симметрии, а о появлении в точке перехода параметра порядка, равного нулю в менее упорядоченной фазе и изменяющегося от нуля (в точке перехода) до ненулевых значений в более упорядоченной фазе.

Как сказано выше, под скачкообразным изменением свойств вещества имеется в виду скачок при изменении температуры и давления.

В реальности же, воздействуя на систему, мы изменяем не эти величины, а её объем и полную внутреннюю энергию. Это изменение всегда происходит с какой-то конечной скоростью, а значит, что для того, чтобы «покрыть» весь разрыв в плотности или удельной внутренней энергии, требуется некоторое конечное время. В течение этого времени фазовый

_________________

*) Термодинамическая фаза – термодинамически однородная по составу и свойствам часть термодинамической системы, отделенная от других фаз поверхности раздела, на которых скачком изменяются некоторые свойства системы. В однокомпонентной системе разные фазы могут быть представлены различными агрегатными состояниями или разными полиморфными модификациями вещества. В многокомпонентной системе фазы могут иметь различный состав и структуру.
переход происходит не сразу во всём объёме вещества, а постепенно. При этом в случае фазового перехода первого рода выделяется (забирается) определённое количество энергии, которая называется теплотой фазового перехода. Для того, чтобы фазовый переход не останавливался, требуется непрерывно отводить (подводить) это тепло, либо компенсировать его совершением работы над системой.

В результате, в течение этого времени точка на фазовой диаграмме, описывающая систему, «замирает» (т.е. давление и температура остаются постоянными) до полного завершения процесса.


4. Суперионные проводники.

    1. Строение суперионных проводников. Ионная проводимость.4

Суперионными проводниками называют диэлектрики с ионной связью, проводимость которых резко возрастает при достижении некоторой температуры, меньшей температуры плавления. Этот эффект связывают с так называемым внутренним плавлением. То есть суперионные проводники совмещают свойства кристалла и жидкости.

Для объяснения эффекта внутреннего плавления следует рассмотреть особенности потенциально кривой таких материалов. Для потенциальной кривой таких материалов характерны различия в глубине потенциальных я
м для ионов разных сортов. Так, например, для ионов типа А
Рис.2. Потенциальная кривая суперионных проводников (WП – энергия потенциального взаимодействия, r - расстояние между ионами)

потенциальные ямы глубже, а для ионов типа Б потенциальные ямы мельче. При нагреве материала ионы приподнимаются из потенциальных ям, и при некоторой температуре тепловая энергия материала сравнивается с потенциальной энергией ионов типа Б, но оказывается меньше энергии потенциального взаимодействия ионов типа А. Иначе говоря, ионы типа Б выходят из узлов кристаллической решетки и становятся свободными носителями заряда. Вместе с тем ионы типа А образуют кристаллическую решетку.

Строение суперионных проводников при высоких температурах (достаточно больших для перехода в суперионное состояние) напоминает строение металлов, у которых между положительными ионами находится электронный «газ». Единственным различием является то, что в суперионных проводниках между ионами одного знака находится «газ» ионов другого знака.

Исходя из этих представле­ний, легко объяснить влияние тем­пературы на электропроводность суперионных проводников. До тем­пературы внутреннего плавления повышение температуры приводит к росту электропроводности по экспо­ненциальному закону, что характер­но для любых диэлектриков. Это связано с тем, что по мере роста темпе­ратуры возрастает вероятность флуктуации энергии, достаточной для выхода иона из потенциальной ямы. Следовательно, при росте тем­пературы увеличивается концентра­ция свободных ионов. При достиже­нии температуры внутреннего плав­ления ионы с менее глубокой потен­циальной ямой выходят из узлов кристаллической решетки, что ведет к резкому росту электропроводности.




Рис.3. Зависимость электропроводности суперионных проводников от температуры.

При дальнейшем росте температуры активизация колебаний ионов решетки приводит к снижению электропроводности. Это явление имеет ту же природу, что и снижение электропроводности при нагреве металлов.

В металлах нагрев ведет к активизации колебаний узлов кристаллической решетки, в результате чего кристаллическая решетка локально искажается. Известно, что основными носителями заряда в металлах являются электроны. Движение электронов в металлах с плотноупакованной кристаллической решеткой удобно представить в виде движения электронной волны. При взаимодействии электронной волны с узлами кристаллической решетки электронная волна передает энергию ионам, находящимся в узлах решетки. Поглотив энергию электронной волны, ионы возбуждаются, колеблются и распространяют во все стороны дифрагированные электронные волны. Дифрагированные волны интерферируют, и образуется новая волна. В том случае, когда кристаллическая решетка правильна, ионы являются когерентными источниками дифрагированные волн, поэтому амплитуды дифрагированных волн суммируются, и формируется новая волна, амплитуда которой равна амплитуде исходной волны



Рис.4. Взаимодействие электронной волны с ионами кристаллической решетки; а) правильная кристаллическая решетка, б) искаженная кристаллическая решетка.

Энергия волны пропорциональна квадрату ее амплитуды, таким образом, в правильной кристаллической решетке электронная волна движется без потерь, и удельное электрическое сопротивление материала с идеальной кристаллической решеткой равно нулю. Появление в кристаллической решетке дефектов приводит к смещению некоторых ионов из равновесных положений, и дифрагированные волны становятся некогерентными. При сложении некогерентных волн амплитуда результирующей волны оказывается меньше амплитуды падающей волны, в результате у металла удельное электрическое сопротивление становится отличным от нуля. С ростом температуры происходит локальное искажение кристаллической решетки металлов, а следовательно, увеличивается удельное электрическое сопротивление.

В суперионных проводниках носителями заряда являются ионы, движение которых также можно представить в виде движения волны ионов. Аналогичным образом удельное электрическое сопротивление суперионных проводников растет при локальном искажении остова решетки, на котором дифрагирует ионная волна.

Дальнейшее повышение температуры приводит к полному плавлению кристалла, то есть тепловая энергия сравнивается с работой выхода ионов из самых глубоких потенциальных ям. Поэтому проводимость суперионных проводников вновь возрастает. Рост температуры повышает кинетическую энергию ионов и уменьшает их электростатическое взаимодействие. Поэтому рост температуры после полного плавления суперионных проводников ведет к росту проводимости.

Рассмотрим природу суперионной проводимости на примере вещества, в котором она была впервые открыта – йодида серебра. У серебра и йода довольно-таки большая разница в размерах ионов, поэтому, хотя у иодида серебра кристаллическая решетка такая же, как у фторида серебра, упругие искажения кристаллической решетки велики. Следовательно, потенциальная яма для ионов серебра в решетке иодида серебра мельче, чем в решетке фторида серебра. Поэтому у иодида серебра проявляется эффект суперионных проводников. Итак, для проявления данного эффекта необходимы два условия: наличие ионной связи и большая разница в размерах ионов. Следовательно, свойствами суперионных проводников будут обладать окислы редкоземельных металлов, в которых носителями зарядов будут являться ионы кислорода; алюминат натрия, в котором носителями заряда являются ионы натрия, и так далее.

    1. Фазовые переходы в суперионных проводниках.5

Основная отличительная характеристика суперионных проводников —аномально высокая ионная проводимость — тесно связана по своей природе с особенностями их термодинамического поведения. Поскольку ионная проводимость твердых тел осуществляется путем миграции точечных дефектов (например, ионов по междоузлиям), одним из основных факторов, определяющих проводимость, является концентрация таких дефектов. Она определяется из модельных термодинамических расчетов, впервые проведенных Френкелем для количественного описания ионной проводимости обычных ионных кристаллов.

Свободная энергия кристалла представляется в виде двух слагаемых:

F=F(0)+F(d) (1)

где F(0)-свободная энергия идеального бездефектного кристалла и, F(d)-свободная энергия, связанная с разупорядочением. Величина F(d) кристаллов, характеризующихся жестким правильным остовом, образуемым одним сортом (или несколькими сортами) ионов и относительно разупорядоченным положением другого сорта ионов, записывается в виде:

F(d)(n)=E(n)-T ln (2)

где -число энергетически эквивалентных междоузельных положений; -число узлов разупорядоченной подрешетки (обычно >) (рис1.); n-число ионов, переместившихся из своих узлов в междоузлия (образуют дефекты Френкеля); Т — абсолютная температура в энергетических единицах.

Первое слагаемое в (1) есть энергия образования п.дефектов; в простейшем случае Е = wn, где w > 0 — энергия образования одного дефекта. Второе слагаемое соответствует конфигурационной энтропии S; первый сомножитель в фигурных скобках есть число возможных способов расположения n пустых узлов (вакансий) среди полного числа N2 узлов разупорядочивающейся подрешетки (для определенности — катионной); второй сомножитель — число возможных способов расположения n междоузельных ионов (катионов) в N1 междоузлиях (для простоты здесь рас-

сматривается лишь один сорт энергетически эквивалентных междоузельных положений). Равновесное значение n определяется условием минимума свободной энергии, т. е. из уравнения дF1дп = 0.


Рис.4. Схематический вид энергетического рельефа для ионов в узлах и междоузельных позициях., — числа узельных и междоузельных позиций, — соответствующие частоты.

В предположении, что Е (n) = wn, и с учетом соотношения ln z!?z ln zz (z>>1) из (1) вытекает уравнение для n (уравнение состояния):

(3)

используемое для описания концентрации дефектов в обычных ионных кристаллах. Уравнение (3) имеет лишь одно положительное решение n(T), причем n монотонно возрастает с ростом T от нуля при T = 0 до N2 при T ??.

Изменение характера решеточных колебаний в результате перемещения катионов из узлов в междоузлия приводит к появлению дополнительного слагаемого в свободной энергии (2) вида —пТ ln?, причем вид функции ?(T) зависит от выбранной модели. Если полагать, в частности, что ?1(j) и ?2(j) (j=1, 2, 3) — частоты нормальных колебаний катионов соответственно в междоузлиях и узлах, и что ?1,2(j) <, после несложных вычислений получается:

.

Но междоузельные ионы и составленные ими узлы (вакансии) в общем случае взаимодействуют как между собой, так и «перекрестно» друг с другом. Имея в виду, что полное число взаимодействующих пар при этом пропорционально n2, и вводя безразмерную концентрацию x = n/N2 (0?x?1), запишем, с учетом сказанного, энергию Е (n) в виде

E(x)=N2(wx – ?x2/2) (4)

Где ? - феноменологическая константа, знак и величина которой определяются результирующим эффектом взаимодействий ансамбля междоузельных ионов и вакансий в кристалле; ? > 0

соответствует эффективному притяжению, ? <С 0 — эффективному отталкиванию.

Таким образом, из (2) и (4) для свободной энергии кристалла F(d) получается следующее выражение:

(5)

Соответствующе уравнение состояния, получаемое из условия dF/dx == 0, имеет вид:

(6)

Уравнения (1), (5) и (6) содержат полную формулировку задачи о термодинамическом поведении суперионных кристаллов в рамках моделей типа используемых в теоретических работах.

Предположим, что N1/N2 >> 1 и величина ? не зависит от температуры. В этом случае всегда N1/N2 >> x

и соотношения (5) и (6) принимают вид

(7)

(8)

или

(9)

где и.Поведение рассматриваемой системы полностью определяется двумя безразмерными параметрами ? и Х.

Представляющие здесь наибольший интерес скачкообразные изменениях возможны, если ? > 0, т. е. О < X< ?, т. е. в первом квадранте плоскости параметров (Х, ? ).

Проведем сперва качественный анализ поведения системы. Если ?=0, то (8) совпадает с уравнением, получающимся из (3) с учетом замены w?w Т In ? и условия N1/N2>>1. При этом (а также при ?<0) уравнение (8) имеет (8) (а) одно решение (рис. 3, а).



Рис.3. Графическое решение уравнения состояния (8) (а) и соответствующая зависимость F(x), даваемая (7) (б).

а) Функция f(x) = x2?--1 ехр [(w?x)/T’] (1: ? = 0, 2, 3: ? > 0, 4 : прямая 1 х);

б) 1 -единственное решение уравнения (8), 2,3 - три решения уравнения состояния; x* = 2 — ?2
При достаточно больших ?,однако, как видно из рис.3, а уравнение (8) (или (9)) имеет три корня {x1 ?x2 ?x3} в интервале 0?x?1. Если уравнение состояния имеет единственный корень, то свободная энергия, рассматриваемая как функция x (при фиксированном Т), имеет один минимум при значении х, отвечающем этому корню (рис. 3, б). В случае трех корней функция F (х) имеет два минимума в точках x1 и х3 и один максимум в точке х2. Кристалл

находится в том из двух (x1 и х3 ) состояний, которому отвечает абсолютный минимум F (х); состояние х2 отвечает максимуму F (х) и поэтому неустойчиво. При изменении Т кривая F (х, Т) деформируется, так что при некоторых температурах Т = Тtr значение F (х1(Т)) оказывается равным F (х3(Т)). Последнее означает, что в системе осуществляется фазовый переход, в результате которого величина х скачком изменяется от х1 к х3 (ИЛИ х3 к х1).

Таким образом, необходимым условием перехода является возникновение точек перегиба у функции F(х), чему соответствует появление корней у функции d 2F/dx 2. Из (7) следует

(10)

Из (10) вытекает, что значения ?/T, отвечающие появлению действительных корней уравнения d2F/dx2=0, определяются неравенством ?/T > ?, где ? = 3 + 2 ?Ї 2; при ?/T =_о появляется единственный действительный корень x = х* = 2 — ? 2Ї. Числа ? и х* не зависят от параметров ни X и являются инвариантами задачи. Именно они определяют поведение системы в случае переходов.



  1. Заключение (применение суперионных проводников)6

На основе суперионных проводников можно создавать целый ряд интересных технических устройств. Одним из первых (и самых курьезных) предложений по применению суперионных проводников была идея знаменитого теоретика, открывшего третье начало термодинамики, Нернста. Он предложил использовать окислы редкоземельных металлов для изготовления нитей накаливания ламп освещения. Идея была запатентована, и производители ламп накаливания выкупили патент, причем совершенно зря. Переход в состояние суперионных проводников у оксидов редкоземельных металлов наблюдается при температурах, превышающих 600 °С. Иначе говоря, для того чтобы включить такую лампочку, нужно предварительно разогреть спираль до 600 °С. Для того, чтобы свет испускаемый лампочкой, был как можно ближе к солнечному спектру, температура нити накаливания должна быть 2400 – 2600 °С, следовательно, невозможно, найти материал для подогревателя спирали, который работал бы при таких температурах в окислительной среде.

Тем не менее, суперионные проводники на основе окислов редкоземельных металлов активно используются в технике. На их основе делают высокотемпературные датчики температур, а также анализаторы газов. Поскольку основными носителями заряда в таких материалах являются ионы кислорода, то сопротивление зависит не только от температуры, но и от парциального давления кислорода в окружающей среде.

Помимо изготовления датчиков, суперионные проводники можно использовать для изготовления других технических устройств: ячеек памяти, конденсаторов сверхбольшой емкости – ионисторов, аккумуляторов и др.

Для изготовления ячеек памяти в расплав суперионного проводника помещают два угольных электрода, причем на один из электродов предварительно напыляют металл, ионы которого являются носителями заряда в суперионном проводнике. В рассмотренном примере на один электрод нанесено серебро, а суперионным проводником является иодид серебра. При прило­жении положительного потенциала на электрод с нанесенным серебром, серебро начинает растворяться, ионы серебра переходят в суперионный проводник, и переносятся на другой электрод. П
осле того как слой серебра перенесется на другой электрод, ток через ячейку прекратится. Для возоб­новления тока необходимо поменять полярность электродов.

Схема ячеек памяти

Если на электроды не наносить слой металла, то при приложении электрического поля подвижные ионы смещаются от одного из электродов, и в суперионном проводнике появляется запирающий слой. Иначе говоря, ячейка превратилась в конденсатор. Емкость конденсатора пропорциональна поверхности электродов и диэлектрической проницаемости и обратно пропорциональна расстоянию между электродами или толщине запирающего слоя. Поскольку поверхность одного из электродов можно сделать очень большой, используя в качестве электрода активированный уголь, толщина запирающего слоя невелика – 30-40 межатомных расстояний, а величина диэлектрической проницаемости ионных соединений достаточно велика, то емкость полученных конденсаторов достигает очень больших величин, при этом размеры конденсатора достаточно малы. Ионистор с рабочем напряжением 30 В и емкостью в 1 фараду по размерам напоминает ириску.

В литературе описана конструкция аккумулятора использующего в качестве электролита суперионный проводник – оксид алюминия, легированный натрием, носителями заряда в этом материале являются ионы натрия. Аккумулятор представляет собой чашу из оксида алюминия, в которую налит расплавленный натрий. Сама чаша помещена в расплав полисульфида натрия. По сути дела расплавы натрия и полисульфида натрия являются жидкими электродами, а оксид алюминия твердым электролитом. При приложении к расплаву натрия положительного потенциала, ионы натрия проходят через электролит и пересыщают полисульфид натрия. Зарядка такого аккумулятора может производиться до тех пор пока весь расплав натрия не перейдет в полисульфид, иначе говоря, у такого аккумулятора очень высокая емкость.
Список используемой литературы.

1. А.К. Иванов-Шиц, Л.Н. Демьянец «Материалы ионики твердого тела»

2. Советский Энциклопедический Словарь

“Общетехнический справочник”; под ред. Скороходова Е. А.

3. http://ru.wikipedia.org/wiki/.

4,6. http://www.radioland.net.ua/contentid-12-page3.html

5. Ю. Я. Гуревич, Ю. И. Харкац «Особенности термодинамики суперионных проводников»

Учебный материал
© bib.convdocs.org
При копировании укажите ссылку.
обратиться к администрации