Etude du comportement thermoélectrique des couches minces de CuCr0,84Fe0,16O2:Mg

Télécharger le fichier pdf d’un mémoire de fin d’études

Comportement thermoélectrique

Les critères de performance et les comportements thermoélectriques des métaux et des semi-conducteurs seront décrits ci-dessous.

Critères de performance

Le facteur de mérite (ZT) et le facteur de puissance (PF) évaluent la performance des matériaux thermoélectriques.

Facteur de mérite (ZT)

En 1957, A .F Ioffe, physicien soviétique introduit le facteur de mérite pour caractériser les matériaux thermoélectriques 8. Il montre que les meilleurs matériaux thermoélectriques doivent avoir un coefficient Seebeck (S) élevé, avec une conductivité thermique (κ) faible pour maintenir un gradient de température suffisant, ainsi qu’une forte conductivité électrique (σ), pour diminuer la chaleur perdue par effet Joule. = 2 (1-8).
La conductivité thermique (κ) est constituée de deux contributions, l’une liée aux porteurs de charges ( électrons), et l’autre aux vibrations du réseau ( phonons). = électrons + phonons (1-9) La contribution électronique est liée à la conductivité électrique (σ) par la loi de Wiedeman-Franz 9.
électrons = (1-10)
Avec L le nombre de Lorenz 2.4×10-8 W.Ω.K-2 pour les électrons libres (ce qui ne satisfait pas tous les matériaux).
La conductivité thermique due aux vibrations du réseau est causée par l’interaction phonon-phonon et électron-phonon. La diffusion des phonons réduit leur libre parcours moyen, elle peut être due aux défauts, aux interfaces et aux autres phonons. Cela permet d’avoir une conductivité thermique faible et donc un ZT élevé.

Facteur de puissance (PF)

L’amélioration du facteur de mérite des matériaux thermoélectriques est donc une étape primordiale pour pouvoir les utiliser dans les modules thermoélectriques. Pour cela, dans un premier temps, nous allons présenter comment maximiser le facteur de puissance (PF) qui tient en compte uniquement le coefficient Seebeck et la conductivité électrique : 0= ² (1-11).
Etant donné que le coefficient Seebeck et la conductivité sont reliés entre eux via la densité de porteurs, lorsque cette dernière augmente le coefficient Seebeck diminue et la conductivité électrique augmente. De ce fait, il est intéressant de trouver un facteur de puissance optimal pour les matériaux étudiés avant de s’intéresser à la conductivité thermique.
Les propriétés thermoélectriques notamment le coefficient Seebeck et la conductivité électrique dépendent de la densité de porteurs du matériau 10 et donc de son comportement métallique, semi-conducteur non dégénéré ou dégénéré 11. De ce fait, elles obéissent à des lois différentes. La Figure 1-5 montre la variation du coefficient Seebeck, de la conductivité électrique et du facteur de puissance en fonction de la concentration des porteurs de charges. Etant donné que le coefficient Seebeck et la conductivité électrique varient inversement avec la densité de porteurs, le facteur de puissance optimal est obtenu pour les matériaux fortement dopés pour lesquels la densité de porteurs est de l’ordre de 1019-1020 cm-3. Ces valeurs correspondent à des semi-conducteurs dégénérés.

Semi-conducteur dégénéré

Le semi-conducteur dégénéré est un matériau fortement dopé qui a un comportement métallique. Son niveau de Fermi se situe près de la bande de conduction (type n) ou de valence (type p). La Figure 1-8 montre la densité d’états électronique en fonction de l’énergie dans un semi-conducteur dégénéré de type p. Dans ce cas, l’énergie de Fermi se situe à 3kBT du bord de la bande de valence (zone grisée).
Les porteurs libres dans le semi-conducteur dégénéré se comportent comme dans un métal. De ce fait, les équations et les variations du coefficient Seebeck et de la conductivité électrique (Figure 1-7) décrits pour le métal restent valides dans ce cas.
Pour déterminer le caractère dégénéré d’un semi-conducteur, on peut utiliser la relation de Jonker 14 donnée dans l’équation(1-14) qui est basée sur le modèle des bandes de valence et de conduction parabolique. En effet, en traçant le coefficient Seebeck en fonction du logarithme népérien de la conductivité électrique, nous pouvons constater si :
– la courbe obtenue est parallèle à la pente kB/q qui traduit le comportement des gaz d’électrons libres activé thermiquement, le semi-conducteur étudié est non-dégénéré,
– elle ne suit pas la pente kB/q, dans ce cas e semi-conducteur étudié est dégénéré. = ± ( − 0) (1-14).

Semi-conducteur non dégénéré

Un semi-conducteur se définit par l’existence d’une bande interdite entre la bande de valence et la bande de conduction. Un semi-conducteur non dégénéré est un matériau pour lequel le niveau de Fermi se situe dans la bande interdite (zone grisée) et plus précisément proche du centre s’il est pur, comme le montre la Figure 1-9. Pour un semi-conducteur dopé, le niveau de Fermi dépend des niveaux dopants et de la température.
Dans ce cas, |EF-E| << 3 kBT (E = EC ou EV) et le coefficient Seebeck pour une conduction par des trous et par des électrons 15, 16 est donné respectivement par: = − + (1-15)
Pour un type p, − (1-16).
Où AS est une constante de transport (0 ≤ As ≤ 4) qui est égale à s+5/2 avec s un paramètre de diffusion.

Différentes approches pour améliorer le facteur de mérite

Le comportement thermoélectrique des différents types de matériaux décrits ci-dessus peut être amélioré pour avoir un facteur de mérite élevé. Plusieurs auteurs 20–22 ont publié différentes approches d’amélioration. Nous présenterons ici quelques stratégies couramment utilisées pour maximiser le facteur de puissance et minimiser la conductivité thermique.

Stratégies d’amélioration du facteur de puissance

– Confinement quantique :
Hick and Dresselhaus 23 sont les premiers à proposer l’amélioration du coefficient Seebeck par confinement quantique dans les structures à basses dimensions. Ils ont montré qu’il est possible d’induire une modification considérable dans la densité d’états en diminuant la taille du système dans une orientation donnée par confinement des porteurs (Figure 1-13). Cela permettrait d’améliorer considérablement le coefficient Seebeck (et également de diminuer la conductivité thermique dû aux phonons). Leur étude a conduit à un engouement pour des systèmes comme les super réseaux 24–26 ou les puits quantiques 27, 28.
– Création d’état électronique de résonance :
Plus la masse effective est élevée (faible courbure de bande) plus le coefficient Seebeck peut être grand. En effet, pour une petite variation d’énergie, le nombre d’états disponibles est élevé si les bandes sont plus larges et moins courbées. Cependant une masse effective élevée induit une faible mobilité de porteurs de charge d’où l’intérêt de créer des états électroniques de résonance localement. Cela peut être réalisé en dopant le matériau thermoélectrique de telle façon que les niveaux d’énergie du dopant se situent au voisinage de l’énergie de Fermi du matériau thermoélectrique 20, 22. La diffusion causée par la résonnance augmentera alors la densité d’état au niveau de l’énergie de Fermi (Figure 1-14).

Stratégies de diminution de la conductivité thermique

Parmi les différentes approches proposées afin d’améliorer la performance des matériaux thermoélectriques, l’approche dite du « verre de phonon/cristal d’électrons » a été proposée par Glen Slack en 1995 38. Il s’agit de réduire la conductivité thermique due aux phonons sans modifier la conductivité thermique due aux électrons. Les conditions qui peuvent permettre à la conductivité thermique d’un cristal de s’approcher de celle d’un verre sont :
– Une structure cristalline complexe
Slack a montré que le transport de la chaleur est réalisé majoritairement par les modes de phonons acoustiques 39. Un matériau composé de N atomes par maille aura 3 modes acoustiques, et 3(N-1) modes optiques. Par conséquent, en utilisant des structures complexes, la majorité des modes de phonons seront des modes optiques qui participent peu à la conduction thermique.
– Des atomes faiblement liés au réseau
En insérant des atomes de petite taille dans des structures en forme de cage, la conductivité thermique due aux phonons peut être réduite. Ces atomes pour lesquels les positions ne sont pas bien définies, induisent un désordre qui favorise la diffusion des phonons.
– Diffusion des phonons par des défauts ponctuels, interstitiels et lacunes
L’objectif ici est de créer des défauts ponctuels, des lacunes ou d’insérer des atomes interstitiels pour favoriser la diffusion des phonons 38, 40. C’est la méthode la plus utilisée pour diminuer la conductivité thermique due aux phonons 41–43.
– Diffusion des phonons à l’interface due à la microstructure
La conductivité thermique due aux phonons est liée à la longueur d’onde et au libre parcours moyen des phonons. Plus ce dernier est court plus les phonons sont diffusés à l’intérieur des matériaux nanostructurés. En revanche, la diffusion des phonons qui ont un libre parcours moyen long est atteint en introduisant des structures ayant une taille de 100 nm à 5 μm dans le matériau. De cette manière, la diffusion des phonons abaisse la conductivité thermique 44–47.

Thermogénérateur

La conversion d’énergie au même titre que la production de l’énergie est un enjeu majeur de notre époque. Les effets thermoélectriques décrits au paragraphe I, offrent la possibilité de transformer l’énergie thermique perdue en énergie électrique utile et vice-versa. Dans cette partie, un module thermoélectrique en mode thermogénérateur sera décrit avec différents paramètres d’évaluation et les voies de recherches suivies à l’heure actuelle pour améliorer les performances seront également présentées.

Principe de fonctionnement d’un thermogénérateur

Son fonctionnement est basé sur l’utilisation d’un matériau soumis à une différence de température (ΔT) de façon à ce que les porteurs de charges du côté chaud se déplacent vers le côté froid pour revenir vers un état d’équilibre en créant au passage un courant de diffusion (i).
En circuit fermé (Figure 1-15), le courant de diffusion (i) circule du côté chaud vers le côté froid dans le matériau type p et il circule dans le sens opposé dans le matériau type n. En effet, par convention le sens du courant électrique est le sens opposé à celui des électrons et le même sens que celui des trous. De cette façon, l’énergie thermique est convertie en énergie électrique.

Matériaux thermoélectriques

Les meilleurs matériaux thermoélectriques sont généralement des semi-conducteurs dégénérés fortement dopés. Leurs critères de performance et les différentes approches pour les améliorer ont été présentés aux paragraphes II et III. Dans cette partie nous décrirons l’état de l’art des matériaux thermoélectriques puis nous nous intéresserons aux oxydes semi-conducteurs étudiés dans la littérature sous forme de massifs et de couches minces puis plus précisément à l’oxyde de type delafossite.

Etat de l’art

La plupart des matériaux thermoélectriques commercialisés sont à base de tellure de bismuth (Bi2Te3), de tellurure de plomb (PbTe), d’alliages de silicium-germanium (SiGe). D’ailleurs, le tellure de bismuth (PbTe) a été l’un des premiers matériaux à être étudié pour ses performances en thermoélectricité à une température de 400 °C.
La Figure 1-21 montre la variation des facteurs de mérite des matériaux de type n et p les plus utilisés pour les applications thermoélectriques en fonction de la température 10, 61. Jusqu’en 1990, les valeurs du facteur de mérite thermoélectrique ont stagné autour de 1. La seule application à grande échelle était réalisée avec Bi2Te3 pour le refroidissement (module Peltier). En théorie, pour un module en mode thermogénérateur fonctionnant avec un matériau dont le ZT est proche de 3, l’efficacité de conversion (environ 30% pour un ΔT = 500 K) peut être dans le même ordre de grandeur qu’un générateur mécanique conventionnel 20. Bien qu’en pratique, le ZT maximal obtenu à ce jour à température ambiante reste inférieur à 3, un générateur thermoélectrique est facile à mettre en place, ne possède pas de pièce mobile et ainsi ne nécessite pas d’intervention humaine contrairement aux générateurs mécaniques (Stirling…).

Techniques de caractérisation

Les techniques de caractérisation utilisées pour étudier les matériaux élaborés sont décrites ci-dessous.

Spectroscopie à décharge luminescente

La spectrométrie à décharge luminescente (SDL) ou Glow Discharge Optical Emission Spectrometry (GD-OES) est une technique d’analyse spectrochimique utilisant une décharge luminescente couplée à un spectromètre optique 5. Le principe de fonctionnement simplifié est montré sur la Figure 2-7. Ces analyses ont été effectuées au Centre de Microcaratérisation Raimond Castaing. Cette technique utilise une décharge luminescente à basse pression qui permet de pulvériser une zone représentative de l’échantillon à analyser. Le matériau pulvérisé est ensuite excité par collision avec les espèces énergétiques présentes dans le plasma de décharge. Le rayonnement émis par les atomes excités est analysé en temps réel par des spectromètres optiques qui donnent 64 donc une information temporelle correspondant à des profondeurs d’attaques successives.

Dosage par microsonde de Castaing

La quantification des éléments chimiques a été réalisée sur les couches minces à l’aide de la microsonde électronique CAMECA SXFIVE FE du centre de microcaractérisation Raimond Castaing. Son principe de fonctionnement consiste à bombarder un échantillon avec des électrons, et à analyser le spectre de rayons X caractéristique émis par l’échantillon sous cette sollicitation. En effet, certains électrons cèdent une partie de leur énergie cinétique à l’atome, provoquant l’éjection d’un électron de l’atome ; l’atome est dit « excité ». Si l’électron éjecté est proche du cœur, un électron périphérique va aller à la place de l’électron éjecté (l’atome se désexcite), et ce faisant, il va émettre un photon dont l’énergie correspond à l’écart entre les niveaux d’énergie de l’électron. Du fait de l’énergie de transition, ce photon va appartenir au domaine des rayons X.
La microsonde SXFIVE Fe est équipée d’un spectromètre dispersif en longueur d’onde (WDS : Wavelenght Dispersive Spectrometer) automatisé par le système SAM’X qui analyse les photons X émis par l’échantillon. En effet, ce spectromètre est doté de cristaux analyseurs qui vont diffracter les photons X de l’échantillon sous l’impact du faisceau électronique. Les photons sont diffractés vers le compteur proportionnel à gaz Ar-CH4 qui transmet les informations via une chaîne de comptage pour le traitement quantitatif des données. La microsonde de Castaing est équipée de trois spectromètres WDS avec pour chacun une tourelle rotative à plusieurs réseaux interchangeables (2 ou 4). Le choix d’utilisation d’un cristal dépend de l’élément à doser : pour le cuivre, le fer et le chrome, on utilise un spectromètre équipé d’un cristal de fluorure de lithium. Des résultats quantitatifs sont obtenus en comparant le matériau à analyser avec des témoins dont la composition a été déterminée par d’autres techniques analytiques. Ces analyses sont ponctuelles et non destructives. Elles sont effectuées dans un volume de quelques microns cube, avec des limites de détection d’environ 100 ppm (0,01%).

Détermination des épaisseurs des couches minces par profilomètrie

Les épaisseurs des couches minces ont été déterminées à l’aide d’un profilomètre DEKTAK 3030 ST (VEECO) dont le principe repose sur la mesure du relief grâce au déplacement d’un stylet à pointe diamant à la surface de l’échantillon.
Afin de connaitre le temps de dépôt pour une épaisseur donnée, la vitesse de dépôt a été déterminée sur un échantillon où des marches ont été obtenues par dissolution dans l’acétone de plusieurs traits de feutres apposés sous forme de quadrillage avant dépôt (Figure 2-8a). Un étalon est également placé près du substrat pendant le dépôt sur lequel deux marches sont obtenues de la même façon (Figure 2-8b). Cet étalon permet de vérifier qu’il n’y a pas de dérive de la vitesse de dépôt au cours du temps.

Caractérisations structurales et microstructurales

Analyse cristallographique par Diffraction des Rayons X (DRX)

L’identification de phase sur les couches minces d’oxydes recuites a été effectuée par un diffractomètre SIEMENS D5000 utilisé en incidence rasante à température ambiante (Figure 2-9). Le détecteur utilisé est un détecteur ponctuel à semi-conducteur (BRUKER Sol-X) refroidi par effet Peltier. La grande résolution en énergie de ce détecteur (ΔE < 0,3 keV) permet d’éliminer les pics de diffraction non désirées (comme la Kα2) ultérieurement lors du traitement information en utilisant le logiciel « Eva ». L’angle faisceau-échantillon reste constant et sa valeur est fixée à α = 1°. La longueur d’onde de la radiation est celle de la raie Kα du cuivre (λ (CuKα1) = 1,54 Å).

Spectroscopie RAMAN

La spectroscopie Raman est une technique complémentaire à l’infrarouge. L’analyse se fait par excitation du matériau par une puissante source lumineuse monochromatique de type LASER. La diffusion Raman de la lumière par les phonons est une diffusion inélastique, causée par les fluctuations de la polarisabilité électronique du cristal, dues aux vibrations du réseau 6. La lumière diffusée par le cristal contient des photons dit Rayleigh, majoritaires, dont l’énergie hν (ν = 1/λ) est égale à celle de l’excitation hνdiff = hν0, mais également des photons Raman, beaucoup moins nombreux, dont l’énergie est modifiée par des transitions vibrationnelles : hν0 – hνvib (photons Raman Stokes) et hν0 + hνvib (photons Raman anti-Stokes) comme le montre la Figure 2-10. Etant de plus forte probabilité, donc plus intense, la composante Raman Stokes est utilisée par défaut. Par la nature du phénomène de diffusion de la lumière, la diffusion Raman est observable avec les longueurs d’onde d’excitation allant de l’UV au proche IR, en passant par le visible.
L’appareil de spectroscopie Raman utilisé dans ces travaux est le microscope confocal RAMAN Horiba Jobin Yvon Labram HR 800. Il est constitué d’un spectromètre Raman et d’un microscope optique standard, ce qui permet une visualisation à grande échelle d’un échantillon et une analyse Raman avec une tache laser microscopique. Le laser utilisé émet à une longueur d’onde de 532 nm. Un étalonnage sur un échantillon de Si est fait systématiquement avant toute mesure.

Microscopie à force atomique (AFM)

La microscopie à force atomique (ou AFM pour Atomic Force Microscopy en anglais) utilisée pour cartographier la microstructure de surface de la couche mince a été réalisée sur un dispositif D3000 commercialisé par VEECO. Celui-ci comprend un système à visée optique et un système informatique d’acquisition et de traitement d’images. Il s’agit d’une technique de microscopie à sonde locale qui permet d’observer le relief d’une surface. L’avantage de cette technique est de pouvoir observer directement, sans préparation préalable de l’échantillon, sa topographie de surface avec une importante résolution (quelques angströms dans les meilleures conditions), ainsi qu’une valeur de sa rugosité et des informations sur la microstructure.
Pour cela, une pointe très fine de Si3N4 supportée par un microlevier balaye l’échantillon. Une céramique piézo-électrique impose à la pointe un mouvement de balayage dans le plan horizontal. La pointe très proche de la surface subit de la part de celle-ci une force attractive ou répulsive selon la distance pointe-surface mesurée par la déviation du levier. Le système optique est constitué d’une diode laser dont le faisceau est focalisé sur la pointe à l’extrémité d’un cantilever. La direction du faisceau réfléchi est ensuite analysée par un système de quatre photodiodes couplées de manière différentielle (Figure 2-11).
Au-delà de l’imagerie, cette technique de caractérisation permet également de déterminer la taille moyenne des grains par traitement d’image (logiciel utilisé « Gwyddion » 7) en segmentant les grains avec la fonction « marquage par immersion » et l’évaluation de la rugosité de surface Ra. La rugosité de surface est définie comme étant la déviation moyenne arithmétique à partir de l’axe des abscisses, ramenée à la longueur de mesure lm. Elle s’exprime selon l’équation suivante : 1 (2-2) = | | 0.
Où x et z correspondent respectivement au déplacement sur l’axe des abscisses et la déviation selon l’axe des ordonnées de la pointe AFM.

Table des matières

Chapitre 1 : Généralités
I. Phénomènes physiques : effets thermoélectriques
I.1. Effet Seebeck
I.2. Effet Peltier
I.3. Effet Thomson
I.4. Relations de Kelvin
II. Comportement thermoélectrique
II.1. Critères de performance
II.1.a. Facteur de mérite (ZT)
II.1.b. Facteur de puissance (PF)
II.2. Comportement métallique
II.2.a. Métal
II.2.b. Semi-conducteur dégénéré
II.3. Semi-conducteur non dégénéré
II.4. Conduction polaronique
III. Différentes approches pour améliorer le facteur de mérite
III.1. Stratégies d’amélioration du facteur de puissance
III.2. Stratégies de diminution de la conductivité thermique
IV. Thermogénérateur
IV.1. Principe de fonctionnement d’un thermogénérateur
IV.2. Efficacité du module thermoélectrique (η)
IV.3. Applications actuelles
V. Matériaux thermoélectriques
V.1. Etat de l’art
V.2. Oxydes semi-conducteurs
V.3. Oxydes de type delafossite
V.3.a. Massifs
V.3.b. Couches minces
VI. Conclusions
VII. Références
Chapitre 2 : Techniques expérimentales
I. Elaboration des couches minces
I.1. Pulvérisation cathodique magnétron
I.1.a. Principe
I.1.b. Morphologie des dépôts
I.1.c. Description du dispositif expérimental
I.1.d. Elaboration de la cible
I.2. Traitement thermique
II. Techniques de caractérisation
II.1. Spectroscopie à décharge luminescente
II.2. Dosage par microsonde de Castaing
II.3. Détermination des épaisseurs des couches minces par profilomètrie
II.4. Caractérisations structurales et microstructurales
II.4.a. Analyse cristallographique par Diffraction des Rayons X (DRX)
II.4.b. Spectroscopie RAMAN
II.4.c. Microscopie à force atomique (AFM)
II.4.d. Microscopie électronique à balayage à effet de champ (MEB-FEG)
II.4.e. Microscopie électronique en transmission (MET)
II.5. Caractérisations des propriétés de transport
II.5.a. Conductivité électrique en 4 pointes
II.5.b. Coefficient Seebeck
II.5.c. Conductivité thermique par la méthode 3ω
II.6. Caractérisations optiques
III. Références
Chapitre 3 : Etude des propriétés de transport des couches minces de CuCrO2:Mg
I. Elaboration des couches minces de CuCrO2:Mg
I.1. Dépôt par pulvérisation cathodique-magnétron
I.2. Traitement thermique
II. Influence de la température de recuit
II.1. Homogénéité et composition des couches minces.
II.2. Caractérisations structurales
II.2.a. Etude par diffraction de rayons X en incidence rasante
II.2.b. Etude par spectroscopie RAMAN
II.3. Caractérisations microstructurales
II.4. Analyse des propriétés optiques
II.5. Analyse des propriétés de transports
II.5.a. Propriétés électriques
II.5.b. Coefficient Seebeck
II.5.c. Facteur de puissance
II.6. Propriétés fondamentales de CuCrO2:Mg à partir des propriétés de transports
II.6.a. Densité de porteurs (hs)
II.6.b. Mobilité (μ)
II.6.c. Energie de Fermi (EF)
II.6.d. Masse effective équivalente des polarons (m*)
III. Influence de l’épaisseur
III.1. Caractérisations structurales et microstructurales
III.1.a. Etude par diffraction de rayons X en incidence rasante
III.1.b. Etude par microscopie à force atomique
III.1.c. Etude par microscopie électronique à balayage à effet de champ
III.2. Analyse des propriétés optiques
III.3. Analyse des propriétés thermoélectriques et électriques
III.3.a. Coefficient Seebeck
III.3.b. Propriétés électriques
III.3.c. Facteur de puissance
IV. Conclusions
V. Références
Chapitre 4 : Etude du comportement thermoélectrique des couches minces de CuFeO2:Mg
I. Elaboration des couches minces de CuFeO2:Mg
I.1. Dépôt par pulvérisation cathodique-magnétron
I.2. Traitement thermique
II. Etude des films de CuFeO2:Mg
II.1. Vérification de la composition des couches minces
II.2. Caractérisations structurales et microstructurales
II.2.a. Etude par diffraction de rayons X en incidence rasante
II.2.b. Etude par microscopie électronique à balayage à effet de champ
II.2.c. Etude par microscopie électronique en transmission à haute résolution
II.2.d. Etude par spectrométrie optique de décharge luminescente
II.2.e. Etude par microscopie à force atomique
II.3. Analyse des propriétés optiques
II.4. Analyse des propriétés électriques
II.5. Analyse des propriétés thermoélectriques
III. Conclusions
IV. Références
Chapitre 5 : Etude du comportement thermoélectrique des couches minces de CuCr0,84Fe0,16O2:Mg
I. Elaboration des couches minces de CuCr0.84Fe0.16O2:Mg
I.1. Dépôt par pulvérisation cathodique-magnétron
I.2. Traitement thermique
II. Etude de films de CuCr0,84Fe0,16O2:Mg
II.1. Vérification de la composition des couches minces
II.2. Caractérisations structurales et microstructurales
II.2.a. Etude par diffraction de rayons X en incidence rasante
II.2.b. Etude par microscopie à force atomique
II.3. Analyse des propriétés optiques
II.4. Analyse des propriétés électriques
II.5. Analyse des propriétés thermoélectriques
II.6. Comparaison des propriétés de transport des trois composés
II.6.a. Coefficient Seebeck
II.6.b. Conductivité électrique
II.6.c. Facteur de puissance
III. Conclusions
IV. Références
Chapitre 6 : Etude des propriétés thermiques des couches minces et élaboration et caractérisation d’un module thermoélectrique
I. Etude des propriétés thermiques des couches minces
I.1. Conductivité thermique par la méthode 3
I.2. Modélisation thermique
I.2.a. Méthodologie
I.2.a.(i) Description du modèle
I.2.a.(ii) Description des lois physiques utilisées
I.2.b. Détermination expérimentale des paramètres physiques
I.2.c. Représentation des résultats
I.2.d. Vérification expérimentale de Tmesurée et Tsimulée
I.2.e. Résultats des simulations
I.2.e.(i) Influence de la conductivité thermique du film
I.2.e.(ii) Influence de l’épaisseur du film
I.2.e.(iii) Influence de l’émissivité
I.2.f. Facteur de mérite modifié
II. Etude d’un module thermoélectrique
II.1. Elaboration du module thermoélectrique
II.2. Caractérisation du module « unileg » avec CuCrO2:Mg
III. Conclusions
IV. Références
Conclusions et perspectives

Télécharger le rapport complet