Niezależne od temperatury promieniowanie cieplne

• promieniowanie cieplne
• emisja cieplna
• przemiana fazowa
• materiały kwantowe
• transfer ciepła

całkowitą ilość energii emitowanej termicznie przez powierzchnię w wolnej przestrzeni można uzyskać przez całkowanie jej promieniowania widmowego—określonego przez prawo Plancka i emisyjności—na wszystkich długościach fal i kątach półkuli (1, 2)., Zakładając znikomą zależność kątową emisyjności i zawijając całkę kątową w rozkład ciała czarnego, IBB(λ,t), zależność tę można wyrazić asa λ λdλ ε (λ,t)IBB(λ,t)=aetot(t)σT4,gdzie a to pole powierzchni, ε (λ,T) to widmowa emisyjność, λ to długość fali wolnej przestrzeni, t to Temperatura, a σ To Stała Stefana-Boltzmanna., Całkowita emisyjność, etot (T), może mieć stopniową zależność temperaturową, nawet jeśli emisyjność widmowa nie ma takiej zależności ze względu na całkowanie ε (λ)IBB (λ, T) (3); niemniej jednak zależność ta jest zwykle karłowata przez termin T4, a więc etot może być często uważany za w przybliżeniu stały. Tak więc prawo Stefana-Boltzmanna daje odwzorowanie jeden do jednego między temperaturą obiektu a emitowaną mocą, w wyniku czego konwencjonalna mądrość mówi, że cieplejsze obiekty emitują więcej światła (rys. 1 A i C) oraz aplikacje umożliwiające takie jak obrazowanie w podczerwieni i termometria bezkontaktowa (4, 5).,

to założenie o prawie stałej emisyjności musi być ponownie zbadane dla emiterów termicznych zawierających materiały, których właściwości optyczne mogą być szeroko przestrajalne z temperaturą (tj. termochromiki). Na przykład, emisyjność, która wzrasta wraz z temperaturą, może spowodować, że moc emitowana rośnie szybciej niż T4 (6, 7), a emisyjność, która gwałtownie spada wraz z temperaturą, może przytłoczyć i odwrócić nachylenie typowej krzywej Stefana–Boltzmanna (8, 9).,

tutaj pokazujemy, że możliwe jest uzyskanie pełnego podziału konwencjonalnego odwzorowania jeden do jednego między temperaturą a mocą emitowaną termicznie, P. powłoka z emisją termiczną o tej unikalnej właściwości może służyć jako grzejnik, który generuje stałą ilość ciepła niezależnie od jego temperatury i może ukryć różnice temperatury na obiekcie przed obrazami podczerwieni. Warunek ten można zapisać jako ∂P / ∂T = 0 i występuje, gdy etot=yT-4, Gdzie γ jest stałą z jednostkami Kelvina (4)., Powierzchnia z etot, która pasuje do tej postaci w pewnym zakresie temperatur, jest odtąd określana jako zerowy różnicowy emiter termiczny (ZDTE). Osiągnięcie zachowania ZDTE przy użyciu rzeczywistych materiałów jest niezwykle trudne: niezbędna szybkość zmiany emisyjności z temperaturą jest znacznie większa niż to, co można osiągnąć przy użyciu konwencjonalnych materiałów (np. z półprzewodnikami pasmowymi, takimi jak krzem, poprzez zależną od temperatury populację elektronów w paśmie przewodnictwa; rys. 1B), ale jest mniejszy niż w przypadku materiałów z nagłymi przejściami fazowymi (np. dwutlenek wanadu; refs. 8 i 10)., Ponadto warunek ten jest możliwy tylko dla bezhisterezy zależnej temperatury emisyjności; w przeciwnym razie warunek ZDTE może być spełniony tylko podczas ogrzewania lub chłodzenia, ale nie oba (dalej omówione w dodatku SI, sekcja 1).,

tutaj demonstrujemy ZDTE w oknie przezroczystości atmosfery od 8 do 14 µm (11) przy użyciu samaru tlenku niklu (SmNiO3), skorelowanego perowskitu, który charakteryzuje się silną, ale stosunkowo stopniową ewolucją swoich właściwości optycznych w zakresie temperatur od ∼40 do ∼140 °C, wynikającą z w pełni odwracalnego i wolnego od histerezy termicznego przejścia izolatora do metalu (IMT) (12 ⇓ ⇓ ⇓ -16). IMT termiczny w SmNiO3 wynika z dysproporcjonowania ładunku w miejscu Ni i wiąże się z subtelnymi zmianami kąta wiązania Ni–O-Ni (12, 16)., W naszych filmach (metodach) SmNiO3, to termicznie napędzane przejście jest odwracalne w wielu cyklach i zasadniczo nie ma histerezy w obu elektrycznych (rys. 2A) oraz pomiary optyczne (rys. 2B), w przeciwieństwie do wielu innych materiałów z silnymi IMTs . IMT wolne od histerezy można znaleźć w nickelatach ziem rzadkich o wysokich temperaturach przejścia fazowego, gdzie znikomy lub całkowity brak histerezy może być spowodowany odsprzęgnięciem IMT z porządkiem antyferromagnetycznym i szybszą kinetyką transformacji fazowej w wyższych temperaturach (18, 19)., Unikalny charakter tego IMT jest również bezpośrednio obserwowany w naszej przestrzennie rozdzielczej spektroskopii absorpcyjnej promieniowania rentgenowskiego (XAS) mapy całej transformacji termicznej , które wykazują płynne wahania z temperaturą (tj. brak jakiejkolwiek tekstury metalicznej/izolacyjnej domeny w dowolnej temperaturze) aż do skali długości ∼20 nm, w tym dla temperatur głęboko w IMT; patrz metody i dodatek SI, sekcja 5 dla szczegółów. Nie zaobserwowano żadnych cech przestrzennych poza szumem detektora., Trend w tych mapach przestrzennych (w tym dodatkowe dane w dodatku SI, sekcja 5) sugeruje płynne przejście od granicy izolacyjnej do metalicznej, któremu towarzyszy jednorodny krajobraz fazowy. Dodatek SI zawiera dane doświadczalne pokazujące stabilność w wielu cyklach (dodatek SI, sekcja 2) i pomiary dyfrakcji rentgenowskiej, które dodatkowo pomagają wyjaśnić zachowanie przejścia (dodatek SI, sekcja 3).

aby umożliwić projektowanie emiterów termicznych za pomocą SmNiO3, wykonaliśmy zależną od temperatury spektroskopową elipsometrię o zmiennym kącie w zakresie długości fali od 2 do 16 µm, przez cały zakres przejścia fazowego (rys. 2 C i D)., Uzyskane złożone dane współczynnika załamania światła są zgodne z tym, że film staje się stopniowo bardziej metaliczny od temperatury pokojowej do ∼140 °C. zauważamy, że stopniowe przejścia są ogólnie uważane za mniej przydatne niż nagłe przejścia dla technologii przełączania elektronicznego i optycznego, tutaj stopniowy i wolny od histerezy charakter IMT w SmNiO3 jest niezbędny do realizacji Zdte.

aby zminimalizować złożoność produkcji i koszty, a tym samym zrealizować solidne i wielkoformatowe Zdte, zbadaliśmy projekty oparte na nieopatentowanych cienkich foliach SmNiO3., Na Rys. 2 C i D oraz ugruntowane obliczenia cienkowarstwowe optyczne (20) w celu znalezienia niezbędnego połączenia grubości folii SmNiO3 z podłożem wspierającym syntezę SmNiO3 (rys. 3a i SI dodatek, sekcja 4) w celu uzyskania ZDTE nad oknem przezroczystości atmosferycznej 8-14-µm. Na Rys. 3A, wykreśliliśmy obliczoną pochodną temperatury emitowanego zintegrowanego promieniowania dla kilku grubości SmNiO3 na szafirze, co wskazuje, że ZDTE można osiągnąć dla grubości SmNiO3 ∼150 nm lub większej., Wynik nie zmienia się znacznie w przypadku folii SmNiO3 grubszych niż ∼250 nm, co wskazuje, że właściwości optyczne podłoża nie wpływają na emisyjność, dzięki czemu SmNiO3 jest wszechstronną powłoką powierzchniową, którą można wykorzystać do skalowalnych technologii.

nasze fabryczne urządzenie planarne składa się z ∼220-nm folii SmNiO3 uprawianej na podłożu szafirowym w płaszczyźnie c (rys. 3 A, Wstaw; szczegóły patrz metody), na podstawie których mierzyliśmy emisyjność i wynikającą z tego termicznie emitowaną radiancję widmową. Ponieważ otrzymana struktura jest nieprzezroczysta w naszym obszarze długości fali i płaska w skali długości fali, prawo Kirchhoffa może być użyte do obliczenia emisyjności w normalnym kierunku eN (λ, T)z pomiarów odbicia w normalnym kierunku: eN(λ,T)=1−RN (λ,T) (szczegóły patrz metody)., Potwierdziliśmy ten wynik, mierząc bezpośrednio emisję termiczną, normalizując do laboratoryjnego ciała czarnego składającego się z pionowo zorientowanego lasu nanorurek węglowych o wysokości 0,1 mm (metody). Zadbano o odizolowanie emisji termicznej próbki od tła termicznego emitowanego przez różne składniki naszego instrumentu (22) (dodatek SI, Sekcja 6). Wyniki uzyskane z tych dwóch pomiarów są w doskonałej zgodzie (rys. 3b).

zintegrowaliśmy zmierzony promień widmowy (rys., 3C) nad oknem od 8 do 14 µm w celu uzyskania całkowitego emitowanego termicznie zintegrowanego promieniowania w funkcji temperatury, co wykazało pożądany efekt ZDTE w oknie temperatury ∼30 °C wyśrodkowanym wokół ∼120 °C (rys. 3D). Z dala od centrum przejścia fazowego SmNiO3, czyli poniżej ∼80 i powyżej ∼140 °C, profil promieniowania w stosunku do temperatury staje się monotonicznie rosnący, zgodnie z oczekiwaniami dla typowego nietermochromicznego emitera termicznego. Zauważamy, że efekt ZDTE jest dość wytrzymały dla różnych kątów emisji (dodatek SI, Sekcja 7).,

obecność obszaru zerowej różnicy ma głębokie implikacje dla obrazowania w podczerwieni i kontroli widoczności w podczerwieni. Aby to zademonstrować, przeprowadziliśmy eksperyment modelowy, w którym dwie próbki—nasza ZDTE i referencyjna płytka Szafirowa—zostały zamontowane na uchwycie kontrolowanym temperaturą, tak że tylko narożnik dotykał uchwytu, a większość próbki była zawieszona w powietrzu, co skutkowało gradientem temperatury od ∼140 °C bezpośrednio na uchwycie do ∼105 °C w rogu obszaru zawieszonego., Po zobrazowaniu za pomocą kamery na podczerwień o długiej fali (LWIR)gradient jest łatwo widoczny na szafirowym odniesienia (rys. 1B) ale prawie całkowicie znika na naszej ZDTE opartej na SmNiO3 (rys. 1D). Zauważ, że jasna plama w dolnej części próbki ZDTE odpowiada regionowi bez SmNiO3 (tzn. jest to po prostu Szafir). Jest to obszar objęty klipsem używanym do zamocowania próbki w komorze rozpylania. Pozorna różnica temperatur w próbkach na podstawie obrazu z kamery wynosiła ∼34 °C dla szafiru i ∼9 °C dla ZDTE. To samo zjawisko obserwuje się na Rys., 4, gdzie pokazujemy ewolucję temperatury wyglądu podczerwieni Zdte opartych na SmNiO3 w porównaniu z naszym laboratorium blackbody reference (Carbon nanotube forest) oraz wafli szafirowych i topionych krzemionkowych. Zauważ, że numerycznie przeanalizowaliśmy spadek temperatury na grubość wafla szafirowego (tj. od etapu cieplnego do powierzchni próbki) i stwierdziliśmy, że jest on mniejszy niż 0,1 °C (dodatek SI, sekcja 8).

zauważamy, że obecność zerowej różnicy emisji niekoniecznie gwarantuje całkowicie niezależne od temperatury sygnatury podczerwieni. Na przykład nadal można zaobserwować niewielkie różnice w emisji z naszych Zdte w temperaturze 110 °C VS.140 °C na Rys., 4, wynikający z kombinacji efektów, które obejmują niedoskonałe anulowanie krzywej ciała czarnego i zmianę światła odbitego od otoczenia, ponieważ zmiana emisyjności zbiega się ze zmianą odbicia. Te ostatnie mogą być kompensowane podczas projektowania Zdte poprzez uwzględnienie zarówno światła emitowanego, jak i odbitego, przy założeniu określonej temperatury tła.,

podsumowując, zademonstrowaliśmy, że typowa relacja jeden do jednego między temperaturą a promieniowaniem termicznym może zostać zerwana za pomocą powłok o zerowej różnicy temperatur (ZDTE) opartych na SmNiO3, materiale kwantowym z wolnym od histerezy napędem termicznym transformatorem izolator-metal (IMT). Zakres temperatury zerowej różnicy emisji może być szeroko dostrojony przez odkształcenie, doping lub kontrolę przechyłu SmNiO3, która może przesunąć zakres przejścia do temperatury pokojowej, a nawet poniżej (15, 23⇓-25)., Na przykład stopy nikelanów samaru i neodymowych mogą mieć temperatury IMT w przybliżeniu od -100 °C do 100 °C w zależności od konkretnego składu (26), co może umożliwić projektowanie ZDTE w szerokim zakresie temperatur (dodatek SI, Sekcja 9). Możliwość oddzielenia temperatury od promieniowania cieplnego dzięki naszej prostej konstrukcji umożliwia ukrywanie sygnatur ciepła na dużych obszarach, na przykład w przypadku noszonych technologii ochrony prywatności, a także ma wpływ na zarządzanie ciepłem w przestrzeni kosmicznej., Szerzej, ta demonstracja może motywować obszary badań dla materiałów kwantowych, które posiadają wysoce przestrajalne struktury elektroniczne.