Ab-initio-Berechnung der elektronischen Struktur und optischen Eigenschaften von Wolframcarbid in TiCN

Jun 03, 2023

Wissenschaftliche Berichte Band 13, Artikelnummer: 9407 (2023) Diesen Artikel zitieren

1 Altmetrisch

Details zu den Metriken

Wir präsentieren eine Ab-initio-Berechnung zum Verständnis der elektronischen Strukturen und optischen Eigenschaften eines Wolframcarbid-WC, das ein Hauptbestandteil eines Cermets auf TiCN-Basis ist. Das auf TiCN basierende Cermet wird häufig als Schneidwerkzeug verwendet und nach Gebrauch wie üblich entsorgt. Andererseits ist Cermet selbst auch ein berühmter Bestandteil eines Solarabsorptionsfilms. Wir haben herausgefunden, dass das WC eine Plasmaanregung mit relativ niedriger Energie \(\sim\) 0,6 eV (2 \(\upmu\)m) aufweist und daher ein guter Bestandteil eines solarselektiven Absorbers sein kann. Der bewertete Gütefaktor für die photothermische Umwandlung ist im Vergleich zu denen der anderen Materialien, die im Cermet auf TiCN-Basis enthalten sind, deutlich hoch. Der Imaginärteil der dielektrischen Funktion ist um den Nullpunkt des Realteils der dielektrischen Funktion, entsprechend der Plasmaanregungsenergie, erheblich klein. Dadurch entsteht eine klare Plasmakante, die die hohe Leistung des WC als Solarabsorber gewährleistet. Dies ist ein faszinierender Aspekt, da das verschwendete Cermet-Schneidwerkzeug auf TiCN-Basis nach geeigneten Behandlungen und Modifikationen als Solarabsorptionsfilm recycelt werden kann.

Der Ersatz fossiler Brennstoffe durch erneuerbare Energiequellen wurde in den letzten Jahren intensiv untersucht. Solarenergie gilt aufgrund ihres Vorkommens als vielversprechende Alternative zur Lösung globaler Energieprobleme1. Die Erforschung nachhaltiger und umweltfreundlicher Technologien wird als wichtig erachtet, um die Gewinnung von Solarenergie praktisch nutzen zu können. Die Photovoltaik-Umwandlung ist die am weitesten verbreitete Technologie zur direkten Erzeugung von Strom aus Sonnenenergie. Andererseits wurden auch Solarabsorber auf Cermet-Basis kommerzialisiert, um thermische Energie aus dem Sonnenlicht zu gewinnen2. Eine der bewährten Technologien ist das konzentrierte Solarkraftwerk, bei dem der Strom durch eine Dampfturbine erzeugt wird. Wärmeenergie kann gespeichert werden, um den Strom zu erzeugen, wenn die Sonne nicht mehr scheint. Die thermische Energiespeicherung ist deutlich günstiger als andere Energiespeichersysteme (z. B. Batterien)3. Es wurden jedoch drei Einschränkungen eines künstlichen Solarabsorbers für die Verbesserung des Solarthermiesystems identifiziert4. Erstens werden Solarabsorber mit hohem Wirkungsgrad durch komplizierte Designs unter Verwendung subwellenlängenstrukturierter Metamaterialien hergestellt. Zweitens erfordern herkömmliche Vorbereitungsmethoden teure vakuumbasierte Abscheidungsgeräte und hochreine Targets, um eine mehrschichtige Oberfläche zu erzeugen. Drittens reicht die thermische Stabilität nicht aus, um ihre spektrale selektive Absorption während eines langfristigen Hochtemperaturbetriebs aufrechtzuerhalten.

Cermet ist ein Verbundwerkstoff aus Metall und Keramik mit Härte, thermischer Stabilität und Antioxidationseigenschaften. Ein typischer Solarabsorber ist in Abb. 1a1,2 dargestellt. Der Solarabsorber auf Cermetbasis besteht aus einer Cermetschicht als Absorber mit einer Antireflexionsschicht auf der Oberseite und einem Infrarotreflektor auf der Unterseite. Der solarselektive Absorber spielt eine wichtige Rolle, um die hohe Leistung eines Solarabsorbers zu erreichen. Die Emissionsleistung des Schwarzkörpers nimmt bei hohen Temperaturen erheblich zu, was zu einem großen Strahlungswärmeverlust des Absorbers führt. Ein idealer solarselektiver Absorber sollte ein hohes solares Absorptionsvermögen und ein niedriges thermisches Emissionsvermögen aufweisen, wie in Abb. 1b mit einer grünen Linie bei einer Grenzwellenlänge von 2,0 \(\upmu\)m dargestellt5. Die Absorber auf Cermet-Basis wurden gut mit Oxiden mit Metallpartikeln untersucht. Die dielektrische Funktion des Verbundwerkstoffs wird durch die Erhöhung des Metallvolumenanteils gesteuert, um die Häufigkeit der Absorptionspeaks zu verringern, die anhand der Bruggeman-Näherung3 analysiert werden.

(a) Eine schematische Abbildung eines Solarabsorbers auf Cermet-Basis, bestehend aus einer Antireflexionsschicht, einer Cermet-Schicht und einer Infrarot-reflektierenden Schicht. (b) Eine schematische Abbildung, um die optische Leistung zu sehen, die als Solarabsorber erforderlich ist. Eine rote durchgezogene Kurve beschreibt die Spektralleistung des Sonnenlichts im Bereich von 0,3 bis 2,0 \(\upmu\)m, und eine blaue durchgezogene Kurve ist die Spektralleistung der thermischen Strahlung des schwarzen Körpers. Somit ist 2 \(\upmu\)m eine Grenzwellenlänge, die ein hohes solares Absorptionsvermögen und ein niedriges thermisches Emissionsvermögen gewährleistet. Idealerweise ist als Solarabsorber ein Material vorzuziehen, dessen Absorptionsspektrum \(A(\lambda)\) durch eine grüne durchgezogene Linie beschrieben wird.

Für einen solarselektiven Absorber sind Materialien mit geringer Plasmaanregung zu bevorzugen. Zur weiteren Verbesserung der Leistung wurden die mehrschichtigen solarselektiven Absorber mittels optischer Interferenz untersucht. Zur präzisen Steuerung der Filmdicke ist in der Regel der Vakuumabscheidungsprozess mit hohen Produktionskosten erforderlich2,3. Hier wollen wir Materialien finden, die sich für einen solarselektiven Absorber mit geringen Produktionskosten eignen. Aufgrund der oben erwähnten Zähigkeit6 wird im Allgemeinen ein TiCN-Cermet aus verschiedenen Metallen, Karbiden und Nitriden für Hartbearbeitungswerkzeuge verwendet6. Nach Ablauf der Einsatzzeit durch Verschleiß der Bearbeitungswerkzeuge wird das feine Cermet-Pulver als Industrieabfall entsorgt. Durch die Verwendung von Abfallmaterialien zur Solarenergienutzung können die Produktionskosten deutlich gesenkt werden.

Um in der vorliegenden Studie die Leistung des TiCN-basierten Cermets als solarselektiver Absorber zu diskutieren, führen wir optische Ab-initio-Analysen für dieses Cermet durch und konzentrieren uns dabei auf seine Hauptbestandteile W, WC, TiC und TiN. Systematische Untersuchungen optischer Ab-initio-Berechnungen wurden für TiN und TiC in einer kubisch-flächenzentrierten (fcc) Struktur7,8 und Übergangsmetalle einschließlich W in einer kubisch-raumzentrierten (bcc)-Struktur9 durchgeführt, es wurden jedoch keine derartigen Berechnungen durchgeführt WC in einer hexagonalen geschlossenen Packungsstruktur (HCP). Wir werden zeigen, dass das WC eine beträchtlich scharfe Plasmakante um 0,6 eV (2 \(\upmu\)m) aufweist, was ein äußerst wünschenswerter Aspekt für den Solarabsorber ist. Wir werden den mikroskopischen Ursprung dieser niederenergetischen Plasmaanregung anhand einer dielektrischen Ab-initio-Analyse diskutieren.

Der Rest des Papiers ist wie folgt gegliedert: Im Abschnitt „Materialien und Methoden“ spezifizieren wir die Hauptkomponenten eines Cermets auf TiCN-Basis, die analysiert werden sollen. Basierend auf der Röntgenbeugungsmusteranalyse (XRD) haben wir vier Materialien W, WC, TiC und TiN ausgewählt. Wir beschreiben auch methodische Details für Ab-initio-Bandstruktur- und optische Antwortberechnungen. Im Abschnitt „Ergebnisse und Diskussionen“ werden Berechnungsergebnisse zur elektronischen Struktur, den Reflexionsspektren und den dielektrischen Funktionen beschrieben. Wir schätzen auch den Gütefaktor für die photothermische Umwandlung der vier Materialien. Abschließend beschreiben wir im Abschnitt „Schlussfolgerung“ eine Zusammenfassung des Papiers.

In diesem Abschnitt beschreiben wir eine Komponentenanalyse des ausrangierten TiCN-Cermets. Es ist bekannt, dass Cermet aus verschiedenen Metallen und Verbindungen besteht. Unser Ziel-Cermet auf TiCN-Basis enthält auch viele Komponenten, und jedes Material kann individuell zu den optischen Eigenschaften des Cermets insgesamt beitragen. Im Einschub von Abb. 2 zeigen wir das TiCN-Cermet des zu analysierenden Abfallmaterials10. Im sichtbaren Bereich ist es schwarz, kann also sichtbares Licht absorbieren. Um die Hauptkomponenten des Cermets auf TiCN-Basis zu spezifizieren, wurde eine Pulver-XRD-Analyse des Cermet-Pulvers mit einem SmartLab-Diffraktometer (Rigaku Co., Ltd.) mit Cu K\(\alpha\)-Strahlung (\(\lambda\) durchgeführt. = 1,5418 Å) bei einer Scanrate von 10,4\(^\circ\)/min für den 2\(\theta\)-Wert von 30 bis 90\(^\circ\). Das Ergebnis ist in Abb. 2 dargestellt. Wir sehen, dass TiC und TiN eindeutig Hauptbestandteile sein können, das vorliegende Cermet jedoch auch weitere Hauptbestandteile wie Wolfram W und Wolframcarbid WC enthält. In der vorliegenden Studie haben wir daher die vier wichtigsten Materialien WC, W, TiC und TiN ausgewählt und ihre elektronischen Strukturen und optischen Eigenschaften berechnet. Wir stellen nebenbei fest, dass alle diese Materialien eine sehr hohe Schmelztemperatur von etwa 3000 K haben (Tabelle 1) und daher im Arbeitstemperaturbereich im Solarabsorber gut toleriert werden.

Typische XRD-Muster für das TiCN-basierte Cermet als Abfallmaterial und die Kristallphase, identifiziert aus der Datenbank der Pulverbeugungsdateien im International Center for Diffraction Data. Wir sehen, dass es verschiedene Komponenten wie Übergangs- und seltene Metalle sowie deren Karbide und Nitride enthält. In der vorliegenden Studie konzentrieren wir uns auf die vier Hauptkomponenten W, WC, TiC und TiN.

Um elektronische Strukturen und optische Eigenschaften zu analysieren, führten wir Ab-initio-Dichtefunktionsberechnungen für die vier Materialien WC, W, TiN und TiC durch, die in „TiCN-basiertem Cermet“ ausgewählt wurden, mithilfe des Quantum Espresso-Pakets17. Wir haben den Perdew-Burke-Ernzerhof-Typ18 für das Austauschkorrelationsfunktional verwendet, und die normerhaltenden Pseudopotentiale werden durch den Code ONCVPSP (Optimized Norm-Conserving Vanderbilt PSeudopotential)19 generiert und vom PseudoDojo20 erhalten. Für die Brillouin-Zonenintegration haben wir ein 32 \(\times\) 32 \(\times\) 32 Monkhorst-Pack-k-Netz verwendet. Der Grenzwert für die kinetische Energie beträgt 96 Ry für die Wellenfunktionen und 384 Ry für die Ladungsdichte. Die Fermi-Energie wurde mit der Gaußschen Verschmierungstechnik mit einer Breite von 0,001 Ry21 geschätzt. Die Kristallstrukturen wurden vollständig optimiert, wobei WC eine HCP-Struktur, W eine BCC-Struktur und die anderen TiC und TiN eine FCC-Struktur haben. Die resultierenden Gitterparameter sind in Tabelle 1 aufgeführt und stimmen gut mit den experimentellen Ergebnissen überein11,12,13.

Ab-initio-Berechnungen für die maximal lokalisierte Wannier-Funktion22,23 und optische Eigenschaften wurden mit RESPACK24,25 durchgeführt. Für die Wannier-Funktionsanalyse der WC-, TiC- und TiN-Verbindungen haben wir die Wannier-Orbitale für die s- und p-Orbitale von C und N sowie die d-Orbitale von Ti und W konstruiert und dabei die ursprünglichen Kohn-Sham-Bandstrukturen im reproduziert Energiebereich von − 18 bis 10 eV bezogen auf das Fermi-Niveau. Für die Masse von W haben wir die Wannier-Funktionen für Ws-, Wp- und Wd-Orbitale konstruiert. Wir haben eine Zerlegungsanalyse für die elektronische Zustandsdichte (DOS) mit den resultierenden Wannier-Funktionen durchgeführt. Optische Berechnungen wurden wie folgt durchgeführt: Der Energiegrenzwert für die dielektrische Funktion wurde auf 10 Ry eingestellt. Die Gesamtzahl der in der Polarisationsberechnung verwendeten Bänder beträgt 36 für WC, 56 für W, 32 für TiC und 34 für TiN, was unbesetzte Zustände bis zu \(\sim\) 40 eV über dem Fermi-Niveau abdeckt. Das Integral über der Brillouin-Zone wurde mit der verallgemeinerten Tetraedertechnik26 mit einer Verschmierung von 0,01 eV berechnet. Für das WC führten wir Banden- und optische Berechnungen unter Berücksichtigung der Spin-Bahn-Kopplung durch, die erhaltenen Ergebnisse änderten sich jedoch kaum (siehe „Spin-Bahn-Wechselwirkungseffekte im WC“)27. Daher analysieren wir in der vorliegenden Diskussion grundsätzlich die Ergebnisse basierend auf Berechnungen, die die Spin-Bahn-Kopplung nicht berücksichtigen.

Wir zeigen in Abb. 3 unsere berechnete Dichtefunktions-DOS von WC (Abb. 3a), W (Abb. 3b), TiC (Abb. 3c) und TiN (Abb. 3d) sowie deren Zerlegung in atomare Beiträge basierend auf dem Wannier Funktion, bei der für die Übergangsmetalle W und Ti die lokale d-DOS in die Orbitalbeiträge \(t_{2g}\) und \(e_g\) zerlegt wird. Für das WC sehen wir, dass die Wd- und Cp-Orbitale gut hybridisiert sind, während im TiN die Ti-d- und Np-Orbitale nicht stark hybridisiert sind, was auf eine Verstärkung des ionischen Charakters der Ti-N-Bindung hinweist. Grundsätzlich kann eine solche Bindungstendenz aus der Sicht der Elektronegativität jedes Atoms verstanden werden; W (1,7), Ti (1,54), C (2,55) und N (3,04), entnommen aus Lit. 28. Dichtefunktionale Bandstrukturdaten dieser Materialien sind in der ergänzenden Abbildung S1 angegeben.

Berechnete DOS von (a) WC, (b) W, (c) TiC und (d) TiN und die Zerlegung in jeden atomaren Beitrag. Wir stellen fest, dass diese Berechnungen mit den maximal lokalisierten Wannier-Funktionen22,23 durchgeführt werden. Der Energienullpunkt ist das Fermi-Niveau, das durch eine gestrichelte Linie dargestellt ist. Für die Übergangsmetalle W und Ti zerlegen wir den Beitrag weiter in \(t_{2g}\)- und \(e_g\)-Orbitale.

Um die optischen Eigenschaften der vier Materialien zu untersuchen, haben wir ihre Reflexionsspektren berechnet als

wobei \(\varepsilon (\omega )\) eine dielektrische Funktion in der Zufallsphasennäherung (RPA) basierend auf der Lindhard-Formel29 ist. Abbildung 4 vergleicht die berechneten Reflexionsspektren von WC, W, TiC und TiN. Für das WC sehen wir eine klare Plasmakante nahe 0,6 eV (2 \(\upmu\)m) (Abb. 4a, b), und diese Energie entspricht gerade der in Abb. 1b genannten Grenzwellenlänge. Für das TiN (Abb. 4e) sehen wir ebenfalls eine scharfe Plasmakante, aber seine Energie ist mit 2 eV (0,6 \(\upmu\)m) ziemlich hoch. Bei anderen Verbindungen W und TiC nimmt das Reflexionsvermögen mit der Frequenz \(\omega\) allmählich ab. Wir stellen fest, dass die theoretischen Reflexionsspektren in einer angemessenen Übereinstimmung mit dem Experiment für W30,31,32, TiC33,34 und TiN33,34 stehen. Unseres Wissens liegen jedoch keine experimentellen Daten zum Reflexionsspektrum des WC mit der hcp-Struktur vor.

Berechnete Reflexionsspektren von (a) WC (\(E\parallel x\)), (b) WC (\(E\parallel z\)), (c) W, (d) TiC und (e) TiN as eine Funktion der Photonenenergie \(\omega\) oder der Photonenwellenlänge \(\lambda\) (obere Skala). Die theoretischen Kurven werden durch schwarze durchgezogene Kurven dargestellt und mit den experimentellen Ergebnissen (farbige gepunktete Kurven) für W30,31,32, TiC33,34 und TiN33,34 verglichen. Der Spektralbereich des Sonnenlichts (0,3–2,0 \(\upmu\)m oder 0,6–4,1 eV) ist in der Tafel (a) mit einem Doppelpfeil gekennzeichnet.

Um Details der berechneten Reflektivitätsspektren zu verstehen, führen wir eine zerlegte Analyse für die dielektrische Funktion \(\varepsilon (\omega )\) as durch

wobei \(\varepsilon _{intra}(\omega)\) der Drude-Term ist, der beschrieben wird als

wobei \(\omega _0\) und \(\delta\) die bloße Plasmafrequenz bzw. der Schmierfaktor sind24. Das \(\varepsilon _{intra}(\omega )\) beschreibt die dielektrische Reaktion aufgrund der Intraband-Anregung auf dem Fermi-Niveau, und das \(\varepsilon _{inter}(\omega )\) stellt die dielektrische Reaktion dar die Interbandanregung. Wir schreiben nun das \(\varepsilon (\omega )\) mit der Einführung der Schaltparameter s und t as

wobei der Fall \(s=t=1\) die vollständige dielektrische RPA-Funktion in Gleichung beschreibt. (2). Andererseits berücksichtigt die dielektrische Funktion bei der Einstellung (\(s=1\), \(t=0\)) nur den Drude-Term [(Gl. (3)], während die Einstellung von (\ (s=0\), \(t=1\)) beschreibt die dielektrische Funktion nur mit der Interbandanregung. Durch den Vergleich der dielektrischen Funktionen unter den verschiedenen Parametereinstellungen diskutieren wir Details der dielektrischen Funktionen. In den praktischen Berechnungen von Ausgehend von der Umkehrung der dielektrischen Matrix auf Basis ebener Wellen berechnen wir die makroskopischen dielektrischen Funktionen mit \(\textbf{G}=\textbf{G}^{\prime }=\textbf{0}\) und dem \ (\textbf{q}\rightarrow \textbf{0}\) limit25, wobei \(\textbf{G}\) und \(\textbf{G}^{\prime }\) reziproke Gittervektoren sind und \( \textbf{q}\) ist der Wellenvektor in der Brillouin-Zone.

Bei der Diskussion der dielektrischen Funktion konzentrieren wir uns auf die beiden Größen; Das eine ist die Plasmafrequenz \(\omega _p\), die als Nullpunkt der dielektrischen Funktion charakterisiert ist, und das andere ist die Plasmonenstreuungsstärke \(W_p\) aufgrund der Interbandanregungen, geschätzt aus dem Imaginärteil des Dielektrikums Funktion bei \(\omega =\omega _p\). Für einen besseren Solarabsorber ist es wünschenswert, dass \(\omega _p\) in der Nähe der Grenzenergie von 0,6 eV (oder der Grenzwellenlänge 2 \(\upmu\)m) liegt und dass \(W_p\) in der Nähe dieses Wertes liegen sollte klein sein.

Abbildung 5 vergleicht die dielektrischen Funktionen der vier Materialien von Anfang an. Die durchgezogenen roten und blauen Kurven sind der Real- und Imaginärteil der vollständigen makroskopischen dielektrischen Funktion [Gl. (2) bzw. \(s=t=1\) in Gleichung (4)]. Die gepunkteten roten und blauen Kurven beschreiben jeweils den Real- und Imaginärteil der makroskopischen dielektrischen Funktion unter Berücksichtigung des Drude-Terms [Gl. (3) oder \(s=1\) und \(t=0\) in Gl. (4)]. Die gestrichelten roten und blauen Kurven stellen jeweils den Real- und Imaginärteil der makroskopischen dielektrischen Funktion dar, wobei nur die Interbandübergänge [\(s=0\) und \(t=1\) in Gleichung berücksichtigt werden. (4)]. Durch den Vergleich finden wir die verschiedenen Aspekte und betrachten den Fall des WC als Beispiel (Abb. 5a):

Unter Vernachlässigung des Drude-Beitrags (gestrichelte Kurven) ergibt die resultierende dielektrische Funktion das Isolierverhalten; Der Realteil der dielektrischen Funktion (die gestrichelte rote Kurve) ergibt den endlichen Wert am Grenzwert \(\omega \rightarrow 0\), und der Imaginärteil (die gestrichelte blaue Kurve) geht gegen Null dieses Grenzwerts. Im Fall des WC ist der Realteil flach um den Niedrigenergiebereich herum.

Unter Berücksichtigung des Drude-Terms (durchgezogene Kurven) fällt die dielektrische Funktion (durchgezogene rote Kurve) schnell in Richtung minus unendlich ab und daher wird der Nullpunkt im Niedrigenergiebereich gebildet.

Somit ist die bloße Plasmaanregung \(\omega _0\) (\(\sim\) 3 eV) aufgrund des \(\varepsilon _{intra}(\omega )\), gekennzeichnet durch den Pfeil in Abb. 5a, wird durch Berücksichtigung des Interbandübergangs weitgehend auf \(\omega _p \sim\) 0,6 eV (der Pfeil im Einschub) reduziert.

Dieser Trend ist grundsätzlich allen Materialien gemeinsam.

Ein interessanter Punkt ist, dass im Fall des WC (Abb. 5a, b) \(W_p\) um die Plasmaanregung \(\omega _p\) merklich klein ist. Daher erscheint die scharfe Plasmakante in den Reflexionsspektren des WC in Abb. 4a, b.

Berechnete dielektrische Funktion von (a) WC (\(E\parallel x\)), (b) WC (\(E\parallel z\)), (c) W, (d) TiC und (e) TiN. Rote und blaue durchgezogene Kurven beschreiben den Real- und Imaginärteil der dielektrischen Funktion in Gl. (2) bzw. Rot und blau gepunktete Kurven stellen den Real- und Imaginärteil der Drude-Dielektrizitätsfunktion in Gleichung dar. (3) bzw. Die gestrichelten roten und blauen Kurven sind der Real- und Imaginärteil der dielektrischen Funktion ohne den Drude-Term [d. h. \(s=0\) und \(t=1\) in Gl. (4)], einschließlich nur des Beitrags der Interbandübergänge. Ein Einschub im Panel (a) zeigt eine vergrößerte Ansicht im Energiebereich [0,5 eV: 0,8 eV], in der die Plasmafrequenz \(\omega _p\) und die Plasmonenstreuung \(W_p\) angegeben sind. Die durch einen Pfeil angezeigte reine Plasmafrequenz \(\omega _0\) wird aus der Drude-Dielektrizitätsfunktion angegeben.

In diesem Unterabschnitt betrachten wir für ein tieferes Verständnis der optischen Ab-initio-Spektren des WC einfache Modelle, die die Ab-initio-Daten reproduzieren. Das Drude-Sommerfeld (DS)-Modell35,36 wird angegeben als

Dabei ist \(\Omega _p\) eine Modellplasmafrequenz, \(\Gamma\) eine Linienbreite und \(\varepsilon _{\infty }\) ein Parameter aufgrund der Interbandantwort. Darüber hinaus betrachten wir das folgende Drude-Lorenz (DL)-Modell36 als

Dabei ist \(\Omega _i\) die i-te Oszillatorfrequenz, \(\Omega _{pi}\) die i-te Modellplasmafrequenz und \(\Gamma _i\) die i-te Linienbreite. Außerdem ist M die Gesamtzahl der Oszillatoren. In der vorliegenden Studie betrachten wir der Einfachheit halber den Fall M = 1. Wir führten Parameteranpassungen für diese Modelle mit der Software von Ref durch. 36. Die resultierenden Parameter sind in Tabelle 2 zusammengefasst. Abbildung 6 vergleicht das angepasste DS-Modell [Gl. (5)] (rote Kurven), DL-Modell [Gl. (6)] (blaue Kurven) und die Ab-initio-Ergebnisse (schwarze Kurven) für das WC. Das DS-Modell ist im Niederenergiebereich nahe der Plasmafrequenz gültig, und die Anpassung des DS-Modells an Ab-initio-Daten wird für den \(\omega\)-Bereich bis hinunter zu 1 eV durchgeführt. Daher ist die Anpassung des DS-Modells im Hochfrequenzbereich nicht gut. Dieser Punkt wird durch die Berücksichtigung der individuellen Anregung mit dem DL-Modell deutlich verbessert. Wir können eine vernünftige Übereinstimmung zwischen dem DL-Modell und den Ab-initio-Ergebnissen erkennen.

In diesem Unterabschnitt betrachten wir eine Temperaturabhängigkeit der Reflexionsspektren von WC. Gefolgt von Ref. 37 haben wir die Temperaturabhängigkeit des Reflexionsspektrums ausgewertet. Bei diesem Ansatz wird der Gittererweiterungseffekt berücksichtigt; Die Gitterkonstanten bei gegebenen Temperaturen werden mit dem experimentellen Wärmeausdehnungskoeffizienten abgeschätzt

wobei a(T) und c(T) die a- bzw. c-Parameter von WC bei der Temperatur T sind. Außerdem sind \(a_{293}\) und \(c_{293}\) die Gitterkonstanten bei 293 K, und \(\rho _a\) und \(\rho _c\) sind die thermischen Ausdehnungskoeffizienten längs die a- bzw. c-Richtung. Im Experiment38 betragen \(a_{293}\), \(c_{293}\), \(\rho _a\) und \(\rho _c\) 2,907 (Å), 2,837 (Å), 5,2 \(\times\) 10\(^{-6}\) (K\(^{-1}\)) und 7,3 \(\times\) 10\(^{-6}\) (K \(^{-1}\)). Basierend auf dieser Behandlung haben wir die Gitterkonstanten bei den gegebenen Temperaturen bewertet und Ab-initio-Bandberechnungen für die resultierenden Strukturen durchgeführt. In den optischen Berechnungen führen wir einen Verschmierungsparameter \(\delta\) ein (Ref. 25). Daher wurden die optischen Berechnungen mit den Schmierparametern der entsprechenden Temperaturen durchgeführt.

Vergleich zwischen Ab-initio-Ergebnissen (schwarze Kurven), DS-Modell in Gl. (5) (rote Kurven) und DL-Modell in Gl. (6) (blaue Kurven) von WC. Die Felder (a–f) zeigen die Ergebnisse für \(E \parallel x\) bzw. \(E \parallel z\). Außerdem zeigen die Felder (a,d) den Realteil der dielektrischen Funktion, (b,e) zeigen den Imaginärteil der dielektrischen Funktion und (c,f) beschreiben die Reflexionsspektren.

Tabelle 3 listet unsere geschätzten Gitterparameter bei gegebenen Temperaturen zwischen 300 und 1000 K auf. Grundsätzlich scheint die Gitterausdehnung gering zu sein. Als Referenz geben wir die ab initio optimierten Gitterparameter unter Verwendung der Austauschkorrelationsfunktion der generalisierten Gradientennäherung (GGA) an. Es ist bekannt, dass die Berechnung auf GGA-Ebene im Vergleich zu den experimentellen Gitterparametern etwas große Gitterkonstanten ergibt. Daher ist es nicht verwunderlich, dass der theoretische Wert größer als der Gitterparameter von 1000 K ist.

Abbildung 7 zeigt unsere berechnete Temperaturabhängigkeit der Reflexionsspektren von WC, wobei wir die Spektren von T = 300 K (rote Kurven), 500 K (blaue Kurven), 700 K (grüne Kurven), 1000 K (violette Kurven) vergleichen. und von Anfang an optimierte Struktur (schwarze Kurven). Wir können die moderate Temperaturabhängigkeit des Spektrums erkennen; Die Position der Plasmakante bleibt grundsätzlich unverändert, die Form wird jedoch breiter. Wir stellen fest, dass die resultierende spektrale Änderung im Wesentlichen auf die Änderung der Verschmierungsparameter zurückzuführen ist. Es wurden auch Ab-initio-Rechenansätze vorgeschlagen, um den Temperatureffekt auf die elektronischen Zustände ernsthafter zu berücksichtigen39,40, was eine wichtige zukünftige Arbeit darstellt.

Temperaturabhängigkeit des Reflexionsvermögens von WC, wobei T = 300 K (rote Kurven), 500 K (blaue Kurven), 700 K (grüne Kurven) und 1000 K (violette Kurven) angezeigt werden. Als Referenz sind die Spektren mit der ab initio optimierten Struktur auch mit schwarzen Kurven dargestellt. Die Tafeln (a,b) zeigen die Ergebnisse für \(E \parallel x\) bzw. \(E \parallel z\).

Hier diskutieren wir einen Spin-Bahn-Wechselwirkungseffekt (SOI) in WC. Der SOI von Wolfram beträgt bekanntermaßen fast 0,4 eV41. Abbildung 8 vergleicht unsere berechneten Bandstrukturen mit (rote durchgezogene Kurven) und ohne (schwarze durchgezogene Kurven) den SOI. Durch den SOI kann es zu einer Aufspaltung der Niedrigenergiebänder kommen, der Effekt ist insgesamt aber grundsätzlich gering. Wir vergleichen in Abb. 9 auch unsere berechneten Reflektivitätsspektren, wobei die roten und schwarzen durchgezogenen Kurven die Ergebnisse mit bzw. ohne SOI darstellen. Die Spektren mit dem SOI werden mit der Spinorversion von RESPACK42 berechnet. Wir sehen erneut einen kleinen Unterschied zwischen den beiden Ergebnissen und gehen daher davon aus, dass der SOI-Effekt bei der Bewertung der Reflexions- oder Absorptionsleistung des WCs vernachlässigt werden kann.

Vergleich zwischen der Ab-initio-Dichtefunktionsbandstruktur von WC mit (rote durchgezogene Kurven) und ohne (schwarze durchgezogene Kurven) SOI. Der Energienullpunkt ist das Fermi-Niveau. Die Dispersionen des WC sind entlang der hohen Symmetriepunkte in der Brillouin-Zone aufgetragen, wobei \(\Gamma\) = (0, 0, 0), M = (1/2, 0, 0), K = (1/3). , 1/3, 0), A = (0, 0, 1/2), L = (−1/2, 0, 1/2) und H = (1/3, 1/3, 1/2 ), wobei die Koordinaten als Basisvektoren des reziproken Gitters des hcp-Gitters dargestellt werden.

Vergleich zwischen Ab-initio-Reflexionsspektren von WC mit (rote durchgezogene Kurven) und ohne (schwarze durchgezogene Kurven) SOI. Die Tafeln (a,b) zeigen die Ergebnisse von \(E\parallel x\) bzw. \(E\parallel z\). Die Ansicht der Figur ist die gleiche wie in Abb. 4.

Solares Absorptionsvermögen und thermisches Emissionsvermögen werden häufig zur Bewertung der Leistung solarselektiver Absorber herangezogen. Der solare Absorptionsgrad \(\alpha _s\) wird über das Wellenlängenintegral as1,4,43 definiert

wobei \(R(\lambda)\) die Reflektivitätsspektren als Funktion der Wellenlänge \(\lambda\) ist, die aus den vorliegenden Ab-initio-Berechnungen entnommen werden. \(I_{sol}(\lambda)\) ist die spektrale Sonnenstrahlung (Luftmasse 1,5), entnommen aus Ref. 44. \(\lambda _l\) und \(\lambda _h\) sind die unteren bzw. oberen Grenzwellenlängen und wurden auf 0,28 \(\mu\)m bzw. 4 \(\mu\)m in eingestellt die vorliegende Studie. Ebenso ist der thermische Emissionsgrad bei einer Temperatur T wie folgt definiert1,4,43:

Hier ist \(I_b (T,\lambda)\) die spektrale Strahlungsintensität des Schwarzen Körpers, die aus Ref. entnommen wird. 45. \(\lambda _L\) und \(\lambda _H\) sind die unteren bzw. oberen Grenzwellenlängen für die Emissionsbewertung und wurden auf 0,1 \(\mu\)m und 124 \(\mu) eingestellt \)m in der vorliegenden Studie.

Die nutzbare Wärme \(Q_H\) kann als Wärme definiert werden, die durch Lichtabsorption erzeugt wird, und als Verlust durch Strahlung as43

wobei \(\sigma\), c und \(I_0\) die Stefan-Boltzmann-Konstante, die Sonnenkonzentration bzw. die Sonnenflussintensität sind. B hängt mit der Durchlässigkeit der Glashülle zusammen und wird typischerweise mit 0,91 gewählt (Ref. 3). Der erste Term der rechten Seite in Gl. (11) ist die in einem Material aufgrund der Lichtabsorption gespeicherte Wärme und der zweite Term beschreibt den Wärmeverlust aufgrund der Materialemission. Der photothermische Umwandlungswirkungsgrad \(\eta _{\textrm{FOM}}\) des Solarabsorbers, auch Figure of Merit (FOM)43 genannt, kann definiert werden, indem die obige nutzbare Wärme \(Q_H\) durch die einfallende Sonneneinstrahlung dividiert wird Energie als

In der vorliegenden Berechnung setzen wir T auf 673 K, c auf 80 Sonnen und \(I_0\) auf 1 kW/m\(^2\). Dabei handelt es sich um eine Standardbedingung46. Wir stellen fest, dass in einem idealen Schwarzen Körper, d } \sim\) 0,76.

In Tabelle 4 fassen wir unsere berechneten Parameter der vorliegenden Materialien zusammen, die die Leistung des Solarabsorbers charakterisieren. Bezüglich der Plasmafrequenz \(\omega _p\) sind WC und TiC mit 0,6 eV deutlich klein, aber die WC-Plasmonenstreuung \(W_p\) bei \(\omega =\omega _p\) ist mit 0,7 merklich klein – 5,9 im Vergleich zum TiC (41,8). Dadurch wird das solare Absorptionsvermögen \(\alpha _s\) des WC im Vergleich zu den anderen Materialien deutlich höher und führt zu einer besseren Leistung der Gütezahl \(\eta _{\textrm{FOM}}\). Andererseits kommentieren wir, dass \(\alpha _s\) von WC immer noch nicht so hoch wie 0,53–0,57 ist, was durch eine bessere Wahl von Antireflexions- und/oder Infrarotreflexionsschichten, die die Cermetschicht einschließen, verbessert werden kann ( Abb. 1), was als wichtiges Thema für die zukünftige Studie übrig bleibt. Während die FOM der vorliegenden Studie niedriger ist als die künstlicher solarselektiv absorbierender Beschichtungen (SSACs), ist es wichtig zu beachten, dass fortschrittliche SSACs mit mehreren Schichten Nanopartikel in sorgfältig kontrollierten Konzentrationen auf der Grundlage komplizierter optischer Designs einbauen können. Diese künstlichen Merkmale beheben die in der Einleitung erwähnten Schwächen von SSACs. Andererseits dient das Cermet auf TiCN-Basis als intrinsischer Absorber. Während Pyromark 2500 häufig als Schwarzkörperfarbe in konzentrierenden Solarkraftwerken verwendet wird, bleibt seine Haltbarkeit bei hohen Temperaturen ein anhaltendes Problem47. Diese Haltbarkeitsbedenken gelten auch für SSACs. Allerdings bietet das TiCN-basierte Cermet, das im Grunde ein Schneidgerät ist und bei hohen Temperaturen beständig ist, im Vergleich zu hochmodernen SSACs eine höhere Haltbarkeit bei geringeren Kosten.

In der vorliegenden Arbeit haben wir elektronische Strukturen und optische Eigenschaften von WC, W, TiC und TiN untersucht, die als Hauptkomponenten im Cermet auf TiCN-Basis identifiziert wurden. Wir haben festgestellt, dass das WC aufgrund der niederenergetischen Plasmaanregung \(\sim\) 0,6 eV (2 \(\upmu\)m) eine scharfe Plasmakante aufweist, was gerade einer für die Sonnenselektivität geeigneten Grenzwellenlänge entspricht Absorber. Wir haben überprüft, dass dieses Ergebnis unter Berücksichtigung des SOI von W unverändert bleibt. Wir haben den Ursprung der Niederenergie-Plasmakante analysiert und festgestellt, dass im WC die Plasmonenstreuung aufgrund der Interbandübergänge um die Kante herum stark unterdrückt wird Plasmaanregung. Dieser Aspekt wirkt sich direkt auf das solare Absorptionsvermögen aus und führt zu einer besseren Leistung des Gütefaktors für die photothermische Umwandlung. Das solare Absorptionsvermögen des WC würde durch die Feinstrukturierung und/oder Einführung von Reflexionsschichten weiter verbessert, um die Reflexion aufgrund der Interbandanregung zu unterdrücken.

Die Daten, die die Ergebnisse dieser Studie stützen, sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich.

Cao, F., McEnaney, K., Chen, G. & Ren, Z. Eine Übersicht über spektralselektive Solarabsorber auf Cermet-Basis. Energieumwelt. Wissenschaft. 7, 1615–1627. https://doi.org/10.1039/C3EE43825B (2014).

Artikel CAS Google Scholar

Zhang, Q.-C. & Mills, DR Neue Cermet-Filmstrukturen mit deutlich verbesserter Selektivität für solarthermische Anwendungen. Appl. Physik. Lette. 60, 545–547. https://doi.org/10.1063/1.106602 (1992).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Zhang, Q.-C. Hocheffiziente Al-n-Cermet-Solarbeschichtungen mit doppelter Cermet-Schichtstruktur. J. Phys. D Appl. Physik. 32, 1938. https://doi.org/10.1088/0022-3727/32/15/324 (1999).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Zhang, J. et al. Solarselektiver Absorber für neue nachhaltige Anwendungen. Adv. Energieerhaltung. Res. 3, 2100195 (2022).

Artikel Google Scholar

Sakurai, A., Tanikawa, H. & Yamada, M. Computergestütztes Design für einen solarselektiven Weitwinkelabsorber auf Cermet-Basis für Hochtemperaturanwendungen. J. Quant. Spektroskopie Strahlen. Transf. 132, 80–89. https://doi.org/10.1016/j.jqsrt.2013.03.004 (2014).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Arifin, M., Ginting, A. & Sarjana, SS Als Cermet für die Hartbearbeitung von Stahl eingesetzt wurde: Ein Rückblick. IOP-Konf. Ser. Mater. Wissenschaft. Ing. 1003, 012056. https://doi.org/10.1088/1757-899X/1003/1/012056 (2020).

Artikel CAS Google Scholar

Kumar, M., Umezawa, N., Ishii, S. & Nagao, T. Untersuchung der Leistung feuerfester leitfähiger Keramiken als plasmonische Materialien: Ein theoretischer Ansatz. ACS Photonics 3, 43–50 (2016).

Artikel CAS Google Scholar

Zhang, J., Ma, H., Zhao, B., Wei, Q. & Yang, Y. Die Untersuchungen zu optischen Eigenschaften von ternären Zinn\(_{1-x}\)c\(_x\)-Legierungen. Physica B 556, 61–65. https://doi.org/10.1016/j.physb.2018.11.028 (2019).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Romaniello, P., de Boeij, PL, Carbone, F. & van der Marel, D. Optische Eigenschaften von bcc-Übergangsmetallen im Bereich 0–40 eV. Physik. Rev. B 73, 075115. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.73.075115 (2006).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Peng, Y., Miao, H. & Peng, Z. Entwicklung von Cermets auf Ticn-Basis: Mechanische Eigenschaften und Verschleißmechanismus. Int. J. Refraktion. Metalle, harte Materie. 39, 78–89. https://doi.org/10.1016/j.ijrmhm.2012.07.001 (2013).

Artikel CAS Google Scholar

Liu, AY, Wentzcovitch, RM & Cohen, ML Strukturelle und elektronische Eigenschaften von WC. Physik. Rev. B 38, 9483–9489. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.38.9483 (1988).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Lassner, E. et al. Wolfram 124–125 (Technische Universität Wien, 1999).

Buchen Sie Google Scholar

Karlsson, B., Sundgren, J.-E. & Johansson, B.-O. Optische Konstanten und spektrale Selektivität von Titancarbonitriden. Thin Solid Films 87, 181–187. https://doi.org/10.1016/0040-6090(82)90273-5 (1982).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Kurlov, A. & Gusev, A. Wolframcarbide und WC-Phasendiagramm. Inorg. Mater. 42, 121–127. https://doi.org/10.1134/S0020168506020051 (2006).

Artikel CAS Google Scholar

Calvo, A. et al. Herstellung und Prüfung von selbstpassivierenden Wolframlegierungen unterschiedlicher Zusammensetzung. Nukl. Mater. Energie 9, 422–429. https://doi.org/10.1016/j.nme.2016.06.002 (2016).

Artikel Google Scholar

Sigalas, I., Caveney, RJ & Bailey, MW Diamond Materials and Their Applications 520 (Wiley, 2000).

Google Scholar

Giannozzi, P. et al. Quanten-Espresso in Richtung Exa-Skala. J. Chem. Physik. 152, 154105. https://doi.org/10.1063/5.0005082 (2020).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Perdew, JP, Burke, K. & Ernzerhof, M. Verallgemeinerte Gradientennäherung leicht gemacht. Physik. Rev. Lett. 77, 3865–3868. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.77.3865 (1996).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Hamann, DR Optimierte normerhaltende Vanderbilt-Pseudopotentiale. Physik. Rev. B 88, 085117. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.88.085117 (2013).

Artikel ADS CAS Google Scholar

van Setten, M. et al. Das Pseudodojo: Training und Bewertung einer für 85 Elemente optimierten normerhaltenden Pseudopotentialtabelle. Berechnen. Physik. Komm. 226, 39–54. https://doi.org/10.1016/j.cpc.2018.01.012 (2018).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Methfessel, M. & Paxton, AT Hochpräzise Probenahme für die Brillouin-Zonen-Integration in Metallen. Physik. Rev. B 40, 3616–3621. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.40.3616 (1989).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Marzari, N. & Vanderbilt, D. Maximal lokalisierte verallgemeinerte Wannier-Funktionen für zusammengesetzte Energiebänder. Physik. Rev. B 56, 12847–12865. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.56.12847 (1997).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Souza, I., Marzari, N. & Vanderbilt, D. Maximal lokalisierte Wannier-Funktionen für verschränkte Energiebänder. Physik. Rev. B 65, 035109. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.65.035109 (2001).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Nakamura, K., Nohara, Y., Yosimoto, Y. & Nomura, Y. Ab initio \(gw\) plus Kumulantenberechnung für isolierte Bandsysteme: Anwendung auf organische Leiter (TMTSF)\(_2\)pf\(_6 \) und Übergangsmetalloxid srvo\(_3\). Physik. Rev. B 93, 085124 (2016).

Artikel ADS Google Scholar

Nakamura, K. et al. Respack: Ein Ab-initio-Tool zur Ableitung eines effektiven Niedrigenergiemodells für Materialien. Berechnen. Physik. Komm. 261, 107781. https://doi.org/10.1016/j.cpc.2020.107781 (2021).

Artikel MathSciNet CAS MATH Google Scholar

Fujiwara, T., Yamamoto, S. & Ishii, Y. Verallgemeinerung der iterativen Störungstheorie und des Metall-Isolator-Übergangs in multiorbitalen Hubbard-Bändern. J. Phys. Soc. Jpn. 72, 777–780. https://doi.org/10.1143/JPSJ.72.777 (2003).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Er, JB et al. Magnetotransporteigenschaften des topologischen Halbmetalls Wolframkarbid mit dreifach entarteten Knoten. Physik. Rev. B 95, 195165. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.95.195165 (2017).

Artikel ADS Google Scholar

Pauling, LC Die Natur der chemischen Bindung. IV. Die Energie von Einfachbindungen und die relative Elektronegativität von Atomen. Marmelade. Chem. Soc. 54, 3570–3582 (1932).

Artikel CAS MATH Google Scholar

Ambrosch-Draxl, C. & Sofo, JO Lineare optische Eigenschaften von Festkörpern im Rahmen der linearisierten erweiterten Planwellenmethode mit vollem Potenzial. Berechnen. Physik. Komm. 175, 1–14. https://doi.org/10.1016/j.cpc.2006.03.005 (2006).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Lynch, DW & Hunter, W. Kommentare zu den optischen Konstanten von Metallen und eine Einführung in die Daten für mehrere Metalle. In Handbook of Optical Constants of Solids (Hrsg. Palik, ED) 275–367 (Academic Press, 1997).

Kapitel Google Scholar

Ordal, MA, Bell, RJ, Alexander, RW, Newquist, LA & Querry, MR Optische Eigenschaften von Al, Fe, Ti, Ta, W und Mo bei Submillimeterwellenlängen. Appl. Opt. 27, 1203–1209. https://doi.org/10.1364/AO.27.001203 (1988).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Weaver, JH, Olson, CG & Lynch, DW Optische Eigenschaften von kristallinem Wolfram. Physik. Rev. B 12, 1293–1297. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.12.1293 (1975).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Pflüger, J. & Fink, J. Kapitel 13 – Bestimmung optischer Konstanten durch Hochenergie-Elektronenenergieverlustspektroskopie (Aale). In Handbook of Optical Constants of Solids (Hrsg. Palik, ED) 305–307 (Academic Press, 1997).

Google Scholar

Roux, L., Hanus, J., Francois, J. & Sigrist, M. Die optischen Eigenschaften von Titannitriden und -carbiden: Spektrale Selektivität und photothermische Umwandlung von Sonnenenergie. Solarenergie-Mater. 7, 299–312. https://doi.org/10.1016/0165-1633(82)90004-1 (1982).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Yang, HU et al. Optische dielektrische Funktion von Silber. Physik. Rev. B 91, 235137. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.91.235137 (2015).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Kuzmenko, AB Kramers–Kronig eingeschränkte Variationsanalyse optischer Spektren. Rev. Sci. Instrument. 76, 083108. https://doi.org/10.1063/1.1979470 (2005).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Sundari, ST, Chandra, S. & Tyagi, AK Temperaturabhängige optische Eigenschaften von Silber aus spektroskopischen Ellipsometrie- und Dichtefunktionaltheorie-Berechnungen. J. Appl. Physik. 114, 033515. https://doi.org/10.1063/1.4813874 (2013).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Pierson, HO Handbook of Refractory Carbides & Nitrides: Properties, Characteristics, Processing and Applications (William Andrew, 1996).

Google Scholar

Faussurier, G., Blancard, C., Renaudin, P. & Silvestrelli, PL Elektrische Leitfähigkeit von warm expandiertem Al. Physik. Rev. B 73, 075106. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.73.075106 (2006).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Calderín, L., Karasiev, V. & Trickey, S. Kubo-Greenwood, Formulierung und Implementierung der elektrischen Leitfähigkeit für projektorgestützte Wellendatensätze. Berechnen. Physik. Komm. 221, 118–142. https://doi.org/10.1016/j.cpc.2017.08.008 (2017).

Artikel ADS MathSciNet CAS MATH Google Scholar

Mattheiss, LF & Watson, RE Schätzung des Spin-Bahn-Parameters \({ }_{5d}\) in metallischem Wolfram. Physik. Rev. Lett. 13, 526–527. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.13.526 (1964).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Charlebois, M. et al. Ab-initio-Ableitung niederenergetischer Hamilton-Operatoren für Systeme mit starker Spin-Bahn-Wechselwirkung: Anwendung auf Ca\(_5\)Ir\(_3\)O\(_12\). Physik. Rev. B 104, 075153. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.104.075153 (2021).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Bermel, P., Lee, J., Joannopoulos, JD, Celanovic, I. & Soljačić, M. Selektive Solarabsorber. Annu. Rev. Wärmetransf. 15, 231–254. https://doi.org/10.1615/AnnualRevHeatTransfer.2012004119 (2012).

Artikel Google Scholar

Gueymard, CA Parametrisiertes Transmissionsmodell für Direktstrahl und zirkumsolare spektrale Bestrahlungsstärke. Sol. Energie 71, 325–346. https://doi.org/10.1016/S0038-092X(01)00054-8 (2001).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Planck, M. Ueber das gesetz der energieverteilung im normalspectrum. Ann. Phys. 309, 553–563. https://doi.org/10.1002/andp.19013090310 (1901).

Artikel MATH Google Scholar

Weinstein, LA et al. Konzentration von Solarenergie. Chem. Rev. 115, 12797–12838. https://doi.org/10.1021/acs.chemrev.5b00397 (2015).

Artikel CAS PubMed Google Scholar

Hosseini, S. et al. Langfristige thermische Stabilität und Ausfallmechanismen von pyromark 2500 für Hochtemperatur-Solarthermiereceiver. Sol. Energie Mater. Sol. Zellen 246, 111898. https://doi.org/10.1016/j.solmat.2022.111898 (2022).

Artikel CAS Google Scholar

Xu, K. et al. Ein Überblick über selektiv absorbierende Hochtemperaturbeschichtungen für solarthermische Anwendungen. J. Material. 6, 167–182. https://doi.org/10.1016/j.jmat.2019.12.012 (2020).

Artikel Google Scholar

Referenzen herunterladen

Die Autoren danken MARUWAGIKEN Co., Ltd. für die Bereitstellung einer Cermet-Pulverzubereitung. Diese Forschung wurde von JSPS KAKENHI Grant Numbers JP19K03673, JP20K05100, JP22H01183, JP23H01353, JP23H01126 und dem Fukuoka Research Commercialization Center for Recyclling Systems unterstützt.

Diese Autoren trugen gleichermaßen bei: Toshiharu Chono, Kosuke Watanabe, Shoya Kawano, Kazuma Nakamura und Koji Miyazaki.

Graduate School of Engineering, Kyushu Institute of Technology, 1-1 Sensui-cho, Tobata-ku, Kitakyushu, Fukuoka, 804-8550, Japan

Shota Hayakawa, Toshiharu Chono, Shoya Kawano, Kazuma Nakamura und Koji Miyazaki

Integriertes Forschungszentrum für Energie- und Umwelt-Fortschrittstechnologie, Kyushu Institute of Technology, 1-1 Sensui-cho, Tobata-ku, Kitakyushu, Fukuoka, 804-8550, Japan

Kosuke Watanabe, Shoya Kawano, Kazuma Nakamura und Koji Miyazaki

Graduate School of Engineering, Kyushu University, 744 Motooka, Nishi-ku, Fukuoka, 819-0395, Fukuoka, Japan

Koji Miyazaki

Sie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchen

Sie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchen

Sie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchen

Sie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchen

Sie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchen

Sie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchen

Die Rolle in der vorliegenden Arbeit ist wie folgt: Konzeptualisierung, KN und KM; Software, KN; formale Analyse, SH, TC, KW, SK und KN; Untersuchung, SH, TC, KW, SK, KN und KM; Vorbereitung des schriftlichen Originalentwurfs, SH, TC, KW, KN und KM; Schreiben, Überprüfen und Bearbeiten, KN und KM; Aufsicht, KN und KM; Projektverwaltung, KN und KM; Alle Autoren haben das Manuskript überprüft.

Korrespondenz mit Kazuma Nakamura oder Koji Miyazaki.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Springer Nature bleibt neutral hinsichtlich der Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten.

Open Access Dieser Artikel ist unter einer Creative Commons Attribution 4.0 International License lizenziert, die die Nutzung, Weitergabe, Anpassung, Verbreitung und Reproduktion in jedem Medium oder Format erlaubt, sofern Sie den/die Originalautor(en) und die Quelle angemessen angeben. Geben Sie einen Link zur Creative Commons-Lizenz an und geben Sie an, ob Änderungen vorgenommen wurden. Die Bilder oder anderes Material Dritter in diesem Artikel sind in der Creative Commons-Lizenz des Artikels enthalten, sofern in der Quellenangabe für das Material nichts anderes angegeben ist. Wenn Material nicht in der Creative-Commons-Lizenz des Artikels enthalten ist und Ihre beabsichtigte Nutzung nicht gesetzlich zulässig ist oder über die zulässige Nutzung hinausgeht, müssen Sie die Genehmigung direkt vom Urheberrechtsinhaber einholen. Um eine Kopie dieser Lizenz anzuzeigen, besuchen Sie http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Nachdrucke und Genehmigungen

Hayakawa, S., Chono, T., Watanabe, K. et al. Ab-initio-Berechnung der elektronischen Struktur und der optischen Eigenschaften von Wolframcarbid in einem TiCN-basierten Cermet für solarthermische Anwendungen. Sci Rep 13, 9407 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-36337-4

Zitat herunterladen

Eingegangen: 16. März 2023

Angenommen: 01. Juni 2023

Veröffentlicht: 09. Juni 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-36337-4

Jeder, mit dem Sie den folgenden Link teilen, kann diesen Inhalt lesen:

Leider ist für diesen Artikel derzeit kein Link zum Teilen verfügbar.

Bereitgestellt von der Content-Sharing-Initiative Springer Nature SharedIt

Durch das Absenden eines Kommentars erklären Sie sich damit einverstanden, unsere Nutzungsbedingungen und Community-Richtlinien einzuhalten. Wenn Sie etwas als missbräuchlich empfinden oder etwas nicht unseren Bedingungen oder Richtlinien entspricht, kennzeichnen Sie es bitte als unangemessen.