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May 13, 2023

Außergewöhnlich hohe Arbeitsdichte eines ferroelektrischen dynamischen organischen Kristalls bei Raumtemperatur

Band Nature Communications

Nature Communications Band 13, Artikelnummer: 2823 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Dynamische organische Kristalle gewinnen als neue Klasse intelligenter Materialien für die Energieumwandlung schnell an Bedeutung. Allerdings sind sie nur zu sehr kleinen Hüben (<12 %) fähig und die meisten von ihnen durchlaufen energetisch unerschwingliche Prozesse bei hohen Temperaturen. Wir berichten über die außergewöhnliche Leistung eines organischen Betätigungsmaterials mit außerordentlich großem Hub, das Energie reversibel in Arbeit bei Raumtemperatur umwandeln kann. Beim Übergang bei 295–305 K beim Erhitzen und bei 265–275 K beim Abkühlen üben die ferroelektrischen Kristalle von Guanidiniumnitrat einen linearen Hub von 51 % aus, dem höchsten Wert, der bei einem reversiblen Betrieb eines organischen Einkristallaktors beobachtet wurde. Ihre maximale Kraftdichte ist höher als bei Elektrozylindern, keramischen Piezoaktoren und elektrostatischen Aktoren, und ihre Arbeitskapazität liegt nahe an der von thermischen Aktoren. Diese Arbeit zeigt das bisher ungenutzte Potenzial ionischer organischer Kristalle für Anwendungen wie leichte Kondensatoren, Dielektrika, ferroelektrische Tunnelverbindungen und Thermistoren.

Molekularkristalle umfassen eine neue Klasse von Materialien, die zu den Werkzeugkastenstrukturen der technischen Materialien beitragen, die über mechanische Weichheit, weitreichende Strukturordnung und Anisotropie in ihren physikalischen Eigenschaften verfügen1,2,3,4. Bei einer viel geringeren Dichte als bei vielen anderen technischen Materialien können die schwachen intermolekularen Wechselwirkungen in organischen Kristallen elastische Energie effektiv absorbieren, die sich infolge der Entwicklung mechanischer Spannungen angesammelt hat, und so ihren plastischen Bereich wirksam erweitern. In bestimmten Anwendungen könnte diese Plastizität von Molekülkristallen genutzt werden, um die übliche Sprödigkeit einiger anorganischer Materialien wie technischer Keramik auszugleichen. Organische Kristalle haben Elastizitätsmodule, die zwischen denen biogener und anorganischer Materialien liegen, und eine Fernordnung, die für Mesophasen bei Dichten, die mit denen weicher biologischer Gewebe vergleichbar sind, untypisch ist5. Diese Vermögenswerte, die auf den niederenergetischen, weichen und gerichteten intermolekularen Wechselwirkungen in ihren Strukturen beruhen, verfügen gelegentlich über dynamische, selbstheilende und wiederherstellende Fähigkeiten sowie die Fähigkeit zur Diffusion ihrer Moleküle über freie Oberflächen und Grenzflächen zwischen Partikeln6 ,7,8,9,10,11,12,13. Der vielleicht wertvollste Vorteil der Verwendung dynamischer organischer Kristalle ist jedoch nicht ihre Reaktionszeit, sondern vielmehr ihre Beschaffenheit als leichte Materialien, insbesondere bei Anwendungen, die ein minimales Gewicht pro Volumen des Materials erfordern, wie z. B. bei medizinischen Geräten, Prothesen und Konformität Elektronik und Soft-Robotik. Obwohl jedoch keine quantitativen und umfassenden systematischen Studien verfügbar sind, die den Energiebereich abschätzen würden, den dynamische Molekülkristalle in Form von Arbeit liefern können, scheinen sie derzeit nicht mit anderen, robusteren Materialien wie Polymeren konkurrenzfähig zu sein14. Zwei Herausforderungen bei realen Anwendungen organischer Kristalle (z. B. in der Mikrofluidik) waren ihre langsame mechanische Reaktion und die kleinen Hübe, die sie ausüben können15. Ein Großteil der Forschung konzentrierte sich in letzter Zeit auf die einfache Verformung von Molekülkristallen, die durch Anregung mit Licht induziert wird, beispielsweise die photoinduzierte Biegung organischer Kristalle16,17. Obwohl die Änderung der Kristallform in einigen Fällen reversibel ist und der Kristall viele Male abgelenkt werden kann, erfolgt die Verformung und Formwiederherstellung in einer Zeitskala von Sekunden bis Minuten – eine unannehmbar langsame Reaktion im Hinblick auf Anwendungen, die ein Einschalten der Struktur erfordern würde eine Skala von Millisekunden oder schneller18. Die langsame Geschwindigkeit der Kristallbiegung ist normalerweise auf die kleinen Lichtabsorptionsquerschnitte zurückzuführen, die sich in einer geringen Umwandlungsausbeute niederschlagen, sowie auf die schwache Kopplung zwischen der photochemischen Umwandlung und der daraus resultierenden mechanischen Verformung. Die Verwendung schlanker Kristalle zur Erhöhung der Ausbeute geht mit der Bruchanfälligkeit einher, was in dichten, flüssigen und/oder turbulenten Umgebungen unpraktisch wird6.

Ein viel praktikablerer Ansatz, um organische Kristalle mit anderen Materialien konkurrenzfähig zu machen, würde eine sehr schnelle mechanische Rekonfiguration erfordern, wie sie beispielsweise mit einigen Phasenübergängen von Kristall zu Kristall einhergeht. Kooperative Phasenübergänge und insbesondere martensitische Übergänge sind bekanntermaßen besonders schnelle Transformationen12,19,20,21. Tatsächlich haben mehrere aktuelle Beispiele mechanischer Effekte, die auf Phasenübergängen in organischen Kristallen, anorganischen Kristallen, Hybridkristallen und einigen ionischen Verbindungen (sowohl anorganischen als auch organischen) basieren, das verborgene Potenzial dieser Materialien für eine schnelle Aktivierung aufgezeigt22,23,24,25 ,26,27,28,29,30,31,32,33,34,35,36,37,38,39,40,41,42,43,44,45. Da die molekularen Bewegungen nach ihrer Auslösung kaum kontrolliert werden können, stellt die Realisierung praktischer Anwendungen durch die Verwendung dynamischer Kristalle Herausforderungen hinsichtlich der kollektiven molekularen Bewegung und der damit verbundenen mangelnden Kontrolle über die mechanische Reaktion dar. Im Hinblick auf die Formumwandlung neigen einige der gemeldeten dynamischen Kristalle während des Phasenübergangs zu Zerfall, Zersetzung, Splitterung und Verformung, was die Implementierung dieser Materialien in Geräte mit zyklischem Betrieb erheblich erschwert31,32,33,34,35 ,36,37. Jüngste Berichte über die Veränderung der thermischen Hysterese von Phasenübergängen durch Manipulation der Phasengrenzen46 und den Einfluss von Phasenübergängen zweiter Ordnung auf die Molekülkonfiguration in einem Nickelkomplex haben jedoch die mögliche Steuerbarkeit dynamischer Effekte gezeigt47. Während jedes dieser gemeldeten Materialien einen Meilenstein auf der Suche nach einem anwendbaren dynamischen organischen Kristall darstellt, überschreiten die typischen Hübe, die durch ihre Ausdehnung oder Kontraktion erzielt werden können, selten mehrere Prozent und liegen typischerweise unter 12 %. Darüber hinaus ist der Phasenübergang in einigen Materialien nicht reversibel und das Material kann daher nicht im Kreislauf geführt werden. In vielen Fällen findet der Phasenübergang bei einer Temperatur statt, die viel höher ist als die Umgebungstemperatur, und daher wäre die allgemeine Anwendung solcher Aktuatoren energetisch unerschwinglich. Die Verstärkung von Bewegungen auf molekularer Ebene auf makroskopische Ebene durch organische Kristalle, die diese Materialien für technisches Design attraktiv machen würde, wurde wiederum noch nicht erreicht. Hier berichten wir, dass Einkristalle aus Guanidiniumnitrat (GN), einem ferroelektrischen Material, das bei Raumtemperatur einen schnellen und reversiblen Phasenübergang erster Ordnung durchläuft, beim Übergang zwischen zwei Phasen aufgrund der kollektiven Neuorientierung seiner Ionen in der Phase den höchsten berichteten Hub aufweisen Kristallgitter. Während unseres umfassenderen Screenings nach Materialien mit thermosalienten (plötzliche Bewegung oder Zersplitterung durch einen Phasenübergang), aktivierenden und anderen dynamischen Eigenschaften haben wir eine Reihe von Guanidinderivaten synthetisiert und analysiert. Während die meisten dieser Derivate keine Thermosalienz oder anderes dynamisches Verhalten zeigten, wurde festgestellt, dass einige interessante Eigenschaften aufwiesen. Das hier beschriebene Material war besonders interessant wegen seiner außergewöhnlichen Ausdehnung beim Erhitzen. Der Mechanismus des Phasenübergangs wurde mithilfe von Methoden der Dispersionskorrigierten Dichtefunktionaltheorie (DFT-D) untersucht. Dabei zeigte sich, dass der schnelle martensitische Phasenübergang in GN eine Folge der energetisch begünstigten kollektiven Umlagerung wasserstoffgebundener Ionen ist. Das Potenzial für die Anwendung von Einkristallen dieses Materials als elektronisches Material mit ferroelektrischen Eigenschaften wird durch Dielektrizitäts-, Kapazitäts-, Leitfähigkeits- und Strommessungen demonstriert.

GN-Einkristalle wurden durch langsames Verdampfen aus einer gesättigten wässrigen Lösung unter 285 K bei Umgebungsdruck nach einem beschriebenen Verfahren48 gezüchtet (die Einzelheiten zur Herstellung finden Sie im Abschnitt „Methoden“). Unterhalb von 285 K wurden Einkristalle des Niedertemperaturpolymorphs (Form I) als farblose längliche sechseckige Nadeln, Platten oder Prismen mit gut entwickelten Flächen erhalten (Abb. 1a; ergänzende Abb. 1). Die Durchführung der Kristallisation über 296 K führte zu einem polykristallinen Material. Die Differentialscanningkalorimetrie (DSC) bestätigte, dass Kristalle der Form I beim Erhitzen einen endothermen Phasenübergang zu Form II bei 295–305 K durchlaufen und dass sich Form II beim Abkühlen durch einen exothermen Übergang bei 275–265 K wieder in Form I umwandelt (Abb. 1d). ). Der scharfe Übergang, die relativ große thermische Hysterese von etwa 20 K und die ausgeprägte Peakform bestätigen, dass der Phasenübergang zwischen den Formen I und II erster Ordnung ist. Einkristalle oder leicht gemahlene Kristalle können durch wiederholtes Erhitzen und Abkühlen zwischen den beiden Formen hin- und herwechseln, wobei sich die Übergangstemperatur zwischen dem ersten und dem zweiten Wärmezyklus geringfügig verschiebt (ergänzende Abbildung 2). Variationen im Übergang von GN-Kristallen werden während Heiz- und Kühlzyklen in Bezug auf die Änderung der Heiz-/Kühlraten beobachtet (ergänzende Abbildung 3). Bei Einkristallen kann der Phasenübergang beim Erhitzen und Abkühlen mit bloßem Auge als drastische Änderung der Kristallgröße beobachtet werden (Ergänzungsfilme 1 und 2). Beim Übergang zur Form II dehnen sich nadelförmige Kristalle der Form I stark und sichtbar entlang ihrer längsten Kristallachse aus, während sie in der Breite schrumpfen (Abb. 1e). Die Messung der Kristallgröße vor und nach dem Übergang ergab, dass sich die Kristalle beim Erhitzen um beeindruckende 51 % ausdehnen. Beim Abkühlen schrumpfen sie ohne sichtbare Verschlechterung auf ihre ursprüngliche Größe (Abb. 1f). Beide Übergänge hängen von der Aufheizgeschwindigkeit ab, und die Phasengrenzen wurden während der Phasenübergänge bei unterschiedlichen Aufheizgeschwindigkeiten beobachtet (Ergänzungsabbildung 4 und Ergänzungsfilm 3).

a Typischer prismatischer Kristallhabitus der Form I, erhalten durch Kristallisation aus Lösung. b ORTEP-Diagramm des Hauptmotivs der Wasserstoffbindung in der Kristallstruktur bei 250 K. Die thermischen Ellipsoide der Nichtwasserstoffatome werden mit einer Wahrscheinlichkeit von 50 % angezeigt. c Kristallstruktur der Form I, betrachtet in der [001]-Richtung. Die Wasserstoffbrückenbindungen sind als gepunktete Linien dargestellt. d Thermische Effekte, die den Übergang zwischen den Formen I und II begleiten, aufgezeichnet durch DSC (dargestellt sind zwei thermische Zyklen). Beachten Sie den Versatz der maximalen Übergangstemperatur zwischen den beiden Zyklen. e, f Änderungen in Größe und Form von GN-Einkristallen, zweimal während des Phasenübergangs aufgenommen. Dargestellt sind Kristalle, die durch Erhitzen (e) von Form I in Form II und durch Abkühlen (f) zwischen 260 und 310 K von Form II in Form I umgewandelt wurden. Beachten Sie, dass der Kristall keine sichtbare Beschädigung aufweist. g, h, i Kristallpackungsvergleich der Form I (g), des teilweise umgewandelten Kristalls (h) der Form II (i) und Analyse durch Einkristall-Röntgenbeugung. Maßstabsbalken: e 300 µm, f 200 µm.

Die Kristallstrukturanalyse der Formen I und II wurde durch Röntgenbeugung an Kristallen bei 250 bzw. 310 K durchgeführt (Ergänzungstabelle 1). Form I kristallisiert in der monoklinen Raumgruppe Cm (a = 10,925(3) Å, b = 7,272(1) Å, c = 3,605(8) Å und β = 93,613(8)°). Die asymmetrische Elementarzelle besteht aus einer halben Formeleinheit mit einem Guanidinium- und einem Nitration. Die geschichtete Kristallstruktur besteht aus Ionenschichten parallel zur (001)-Ebene, die aus abwechselnden Guanidinium- und Nitrationen in hexagonalem Muster bestehen (Abb. 1b, c; ergänzende Abb. 5). Die benachbarten Guanidinium- und Nitrationen sind über mehrere Wasserstoffbrückenbindungen miteinander verbunden, mit N···O-Abständen von 2,957(6) Å und 2,949(7) Å. Jedes Guanidinium-Kation ist über sechs Wasserstoffbrückenbindungen an drei Nitratanionen gebunden, und jedes Nitratanion ist über sechs Wasserstoffbrückenbindungen an drei Guanidiniumkationen gebunden. In Form I sind die Ionenschichten in einem Abstand von 3,605(1) Å übereinander gestapelt. Die 12-gliedrigen wasserstoffverbrückten Ringe benachbarter Schichten sind in einem Gleitwinkel von 76,8° versetzt und die Ionen werden entlang der a-Achse verschoben (Abb. 1g und 2a, b). Bei der Umwandlung in Form II bleibt das hexagonale Wasserstoffbrückenmuster innerhalb der Ionenschichten erhalten, während sich die Anordnung der Schichten nebeneinander in ein antiparalleles Muster ändert (Abb. 1h, i und 2a, c). Die Kristallstruktur der Form II ist ebenfalls monoklin (C2, Ergänzungstabelle 1; a = 12,69(3) Å, b = 7,283(2) Å, c = 7,256(2) Å und β = 120,828(9)°). Die Bleche werden im Abstand von 3,749(1) Å übereinander gelegt. Die benachbarten Bleche sind leicht gegeneinander versetzt, mit einem Gleitwinkel von 75,9°. Die Guanidinium-Kationen im 12-gliedrigen Ring und die überlappenden Guanidinium-Kationen benachbarter Schichten sind um etwa 60° gedreht. Die positiven und negativen Ionen zweier benachbarter Schichten sind in entgegengesetzter Richtung angeordnet und wechseln sich in der (001)-Ebene ab (ergänzende Abbildung 6).

ein Vergleich der Elementarzellen vor und nach dem Phasenübergang. Angegeben sind die Werte der charakteristischen Elementarzellenparameter in den beiden Phasen. Die beim Übergang von Form I zu Form II auftretende Verdoppelung der c-Achse ist hier nicht dargestellt. b, c Eingezeichnete Kristallhabitate der Form I (b; 250 K) und der Form II (c; 310 K), dargestellt mit molekularer Orientierung in den Kristallen der Form I (b) und der Form II (c), betrachtet in [001] und [100 ] Richtungen. Beim Erhitzen von 290 auf 310 K vergrößert sich der Abstand zwischen den benachbarten Schichten, die Nitrat- und Guanidiniumionen enthalten, von 3.605 auf 3.749 Å, während die benachbarten hexameren Schichten offenbar gegeneinander verdreht sind. d Änderungen der Elementarzellenparameter der Form I vor und während des reversiblen Phasenübergangs. e Zyklenfähigkeit eines Einkristalls guter Qualität während des Phasenübergangs, überwacht durch die Änderung seiner Länge. Die Ausdehnung und Schrumpfung des Kristalls wurde über 20 thermische Zyklen aufgezeichnet.

Um die Änderung der Struktur beim Erhitzen vor dem Phasenübergang zu untersuchen, wurde die temperaturabhängige Variation der Elementarzellenparameter aufgezeichnet (Abb. 2d; Ergänzungstabelle 2). Die Ausdehnungen entlang der Hauptachsen der Form I vor dem Phasenübergang und die entsprechende Ausdehnungsindikatrix sind aus der ergänzenden Abbildung 7 ersichtlich. Die thermische Ausdehnung des Kristalls der Form I vor dem Übergang zur Form II ist stark anisotrop. Die kleine (X1), mittlere (X2) und große (X3) Hauptachse in Form I sind jeweils entlang der Richtungen [102], [010] und [001] ausgerichtet. Der Kristall erfährt eine kleine zweiachsige negative Ausdehnung mit Koeffizienten von −4,98 × 10–6 und –6,81 × 10–6 K–1 parallel zu a bzw. b und einer großen („kolossalen“) einachsigen positiven Wärmeausdehnung (PTE). parallel zu c mit einem Koeffizienten von 211,46 × 10–6 K–1. Die volumetrische Wärmeausdehnung (VTE) beträgt 210,79 × 10–6 K–1. Die positiven Axial- und VTE-Koeffizienten von Form I sind mit denen für andere Verbindungen vergleichbar oder übertreffen diese (Ergänzungstabelle 3)12,49,50,51,52,53. Die große einachsige Ausdehnung entlang c führt zu einer Anhäufung beträchtlicher Spannungen, bis die Struktur in die Form II übergeht. Der Übergang wird von abrupten Änderungen der Elementarzelle über 295 K beim Erhitzen und unter 275 K beim Abkühlen begleitet. Die Elementarzellenvariation bestätigt, dass der Übergang mit einer thermischen Hysterese reversibel ist. Beide Polymorphe erwiesen sich als relativ weich54,55,56 und anfällig für Verformungen unter der Einwirkung von äußerem Druck. Der Elastizitätsmodul (E) und die Härte (H) der Form I betragen E = 4,2 ± 0,4 GPa; H = 0,1 ± 0,02 GPa auf der (100)-Fläche, während sie für Form II E = 3,5 ± 0,2 GPa und H = 0,1 ± 0,01 GPa auf der (100)-Fläche betragen (ergänzende Abbildung 9). DFT-D-Simulationen zeigen, dass die Stapelung der Ionen in den Formen I und II gleichenergetisch ist. Dies begünstigt die einfache Umordnung der wasserstoffgebundenen Schichten (Abb. 2b, c) mit der Temperatur, ein Prozess, der mit einer Nettofreisetzung von Energie bei der Rotation der wasserstoffgebundenen Schichten während des thermisch induzierten Phasenübergangs verbunden ist (ergänzende Abbildung 11a). , B). Die DFT-D-Simulationen zeigen auch, dass die zur Verformung der Zelle erforderliche Spannungsenergie bis zu 11 kJ mol–1 betragen kann (ergänzende Abbildung 11c, d). Dies wird jedoch durch die Energie, die bei der Neuanordnung der wasserstoffgebundenen Schichten freigesetzt wird und während des Phasenübergangs bis zu –15 kJ mol–1 beträgt, mehr als ausgeglichen (ergänzende Abbildung 11a).

Die Zusatzfilme 1 und 2 zeigen die Änderung der Kristallgröße während des Phasenübergangs. Wie oben erwähnt, dehnen sich die Einkristalle entlang ihrer längsten Achse (parallel zur ac-Ebene) stark aus und ziehen sich um etwa 51 % zusammen, und diese Verformung ist vollständig reversibel. Wir stellen außerdem fest, dass sich einige der längeren Kristalle beim Erhitzen offenbar leicht verbogen, in einer Bewegung, die dem Gleiten einer Schlange ähnelt (Zusatzfilm 4 und Zusatzabbildung 10). Dieser makroskopische mechanische Effekt könnte durch eine mechanische Instabilität verursacht werden. Der Vorwärtsphasenübergang erfolgt sehr schnell: Bei einer Heizrate von 10 K min−1 erfolgt der Übergang von Form I zu Form II in weniger als wenigen Millisekunden. Bei gleicher Abkühlgeschwindigkeit dauert der Übergang von Form II zu Form I mehr als ein paar Sekunden. Abbildung 3c zeigt grafisch und Ergänzungstabelle 4 einen quantitativeren Vergleich mit der Ausdehnung anderer dynamischer Kristalle, über deren relative Ausdehnung in der Literatur berichtet wurde. Daraus lässt sich ableiten, dass die Dehnung von GN die zweitgrößte aller gemeldeten Materialien ist, wobei die größte Verformung in einem CuQ2-TCNQ-Komplex beobachtet wurde. Während jedoch beim Übergang von CuQ2–TCNQ die Kristalle nach der ersten Expansion zerbrechen, behalten die Kristalle im Fall von GN ihre Integrität und bleiben auch nach mehreren Zyklen des Wechsels zwischen den beiden Phasen intakt. Tatsächlich sind die Einkristalle von GN mechanisch robust und zeigen, wie in Abb. 2e gezeigt, auch nach 20 Zyklen keine Anzeichen von Ermüdung, ein Ergebnis, das ihre außerordentliche Ermüdungsbeständigkeit widerspiegelt. Diese Robustheit ist nicht nur eine Eigenschaft, die GN von den anderen martensitischen Kristallen unterscheidet, einschließlich thermosalienter Kristalle, die zum Zerfall neigen1,6,7,12,31,32,33,34,35,36,37, sondern sie ist auch eine Eigenschaft als eine der wesentlichsten Voraussetzungen für praktische Anwendungen in Geräten wie Mehrhubantrieben.

a Ein Aufbau zur Messung der von GN-Einkristallen bei thermischer Ausdehnung erzeugten Kraft. b Kraft, gemessen während des Phasenübergangs von Form I zu Form II während des Erhitzens als Funktion der Zeit (in Sekunden). c Vergleich der thermischen Ausdehnung von GN mit anderen organischen Kristallen. d Maximale Ausgangskraft im Verhältnis zur Dichte von GN und zwei anderen thermosalienten Materialien (L-Pyroglutaminsäure und ein DABCO-Carbazol-Cokristall)5,21,32, gemeinsam aufgetragen mit anderen gängigen Aktuatorklassen. e Arbeitskapazität versus GN-Dichte, gemeinsam aufgetragen mit den gleichen Attributen für andere Hauptantriebsklassen. Die undurchsichtigen Blasen stellen den Bereich der Leistungsindizes eines bestimmten Materials dar, während die anderen durchscheinenden Hüllen Materialien gruppieren, die zur gleichen Aktuatorklasse gehören.

Um die Leistungsfähigkeit dieses Materials bei der Betätigung zu beurteilen, wurden die von Einkristallen vor und während des Phasenübergangs erzeugten Kräfte direkt gemessen. Jeder Kristall wurde senkrecht zu seiner Ausdehnungsachse zwischen einer starren Wand und der Spitze eines empfindlichen Kraftsensors eingeklemmt (Abb. 3a). Die Kraft, mit der der Kristall den Sensor drückte, gemessen an sechs Kristallen unterschiedlicher Größe, betrug 1,34–49 mN (Abb. 3b und Ergänzungstabelle 5). Die von den sechs Kristallen gemessenen Hübe lagen im Bereich von 0,35–0,95 mm, da der Hübe weitgehend von den tatsächlichen Abmessungen des Kristalls abhängt. Abbildung 3c zeigt, dass GN-Kristalle unter den thermosalienten Kristallen die stärkste Kraft erzeugen. Ihre Kraftausbeute ist deutlich höher als die von MEMS und elektroaktiven Polymeren und vergleichbar mit der von Polymergelen, einigen piezoelektrischen Aktoren und Nanomuskeln. GN hat eine höhere Elastizität und Härte als die meisten Polymere, Gele und Elastomere, was seine Fähigkeit erklärt, eine größere Kraftabgabe zu erzeugen, ohne der Verformung zu unterliegen, die typischerweise bei weicheren Materialien beobachtet wird. Wie aus dem Diagramm der Materialeigenschaften in Abb. 3d hervorgeht, ist die maximale Kraftdichte (maximal erzeugte Kraft pro Volumeneinheit) von GN-Kristallen aufgrund ihrer geringen Größe tatsächlich höher als bei vielen Aktoren, einschließlich Elektrozylindern, keramischen Piezoaktoren und elektrostatischen Aktoren.

Die maximale Arbeitsleistung eines Aktuators ist definiert als Wmax = Fmax · ΔL, wobei Fmax die maximale Kraftleistung und ΔL die induzierte Verschiebung oder der Hub ist. Ein frei beweglicher Aktuator (ohne Last) kann eine große Verschiebung ohne Krafterzeugung aufweisen, während ein stark belasteter Aktuator seine Kapazität der maximalen Krafterzeugung bei einer Verschiebung von Null erreicht. In beiden Fällen erfolgt keine Arbeitsleistung. Daher ist die Arbeitsleistung eine wichtige Messgröße, da sie sowohl die Verschiebung als auch die Kraft, die in einer einzelnen Betätigungsreaktion erzeugt werden, zusammen berücksichtigt, anstatt die beiden Eigenschaften getrennt zu betrachten. Bemerkenswert ist, dass die GN-Kristalle eine bemerkenswerte Arbeitskapazität (Arbeitsleistung pro Volumeneinheit) aufweisen und im Vergleich zu anderen Aktoren einen hohen Rang einnehmen (Abb. 3e). In dieser Hinsicht kommen sie in ihrer Leistung den thermischen Aktuatoren besonders nahe. Um ein geeignetes Material für eine bestimmte Aufgabe auszuwählen, werden in der Regel wichtige Eigenschaften (z. B. Kraftabgabe und Arbeitskapazität) verschiedener Aktuatoren verglichen und diejenigen, die innerhalb einer Größenordnung voneinander entfernt sind, als mögliche Konkurrenten für die jeweilige Funktion angesehen.

Die inneren elektrischen Dipole von Guanidiniumnitrat, einem ferroelektrischen Kristall, sind physikalisch an sein Gitter gebunden, und daher wirkt sich alles, was das physikalische Gitter verändert, auch auf die Stärke der Dipole aus und führt zu einer Variation der elektrischen Eigenschaften. Die mit dem Phasenübergang einhergehenden elektrischen Eigenschaften wurden durch C–V-, G–V- und I–V-Messungen untersucht. Die CV-Kurven liefern direkte Informationen über das elektrische Feld im Inneren des Materials und stehen nicht in direktem Zusammenhang mit der Variation der Ladungsträger im Kristall. Abbildung 4c zeigt die CV-Kurven bei 200 kHz für die Formen I und II. Wie zu sehen ist, weist der Form-II-Kristall im Vergleich zu Form I eine siebenfach höhere Kapazität auf. In ähnlicher Weise weist Form II bei derselben Frequenz eine 35-fach höhere Leitfähigkeit im Vergleich zu Form I auf (Abb. 4d). Die C-V- und G-V-Eigenschaften für beide Phasen bei unterschiedlichen Frequenzabläufen sind in der Ergänzungstabelle 6 zusammengefasst. Die vier Polarisationsarten sind elektronisch, ionisch, dipolar und Grenzflächenpolarisation und alle können effektiv zur Kapazität und Leitfähigkeit beitragen Werte im Niederfrequenzbereich. Bei hohen Frequenzen werden die Beiträge der Grenzflächen-, Dipol- und Ionenpolarisation unbedeutend, sodass nur noch der Beitrag der elektronischen Polarisation relevant bleibt. Diese Frequenzabhängigkeit ist in beiden Phasen des Kristalls deutlich zu erkennen. Wie in der Ergänzungstabelle 6 gezeigt, nimmt die Kapazität/Leitfähigkeit mit zunehmender Frequenz von 1 auf 200 kHz ab. Dies ist auf die Tatsache zurückzuführen, dass bei höheren Frequenzen die zeitliche Reaktion der Grenzflächendipole reduziert wird, was zu einer fehlenden Neuordnung in der Richtung des Wechselfelds führt. C-V-Messungen bei Frequenzen über 200 kHz (500 kHz–1 MHz) zeigten eine bessere Reaktion von Form I im Vergleich zu Form II, was auf eine stärkere Trägerreaktion hinweist.

a Konfiguration mit vier Anschlusspaaren (HC: hoher Strom, HP: hohes Potenzial, LP: niedriges Potenzial, LC: niedriger Strom). b Schema des hergestellten Ag/Kristall/Cu-Kondensators. c Kapazitätsspannungsmessung (C–V) an einem Einkristall der Form I GN. Später wurde derselbe Kristall erhitzt, in Form II umgewandelt und für die C-V-Messungen verwendet. d Leitfähigkeits-Spannungs-Messungen (G–V) von Form I und Form II. e, f Die C-V-Hysterese.

Die Dielektrizitätskonstanten beider Kristallphasen wurden aus den Werten der Kapazität und Leitfähigkeit für die Ag/Kristall/Kupfer-Struktur bei 100 kHz berechnet. Das komplexe Dielektrikum kann ausgedrückt werden als:

Hier ist C die Kapazität, G der Leitwert, Y* der Admittanz und ω die Kreisfrequenz des elektrischen Feldes, berechnet als ω = 2πf. Die Dielektrizitätskonstante (ε1) bei 100 kHz kann aus der Kapazität bei einer Spannung von 1 V ermittelt werden.

Dabei ist d die Kristalldicke, A die Plattenfläche und ε0 die Permittivität von Luft. Der Unterschied im berechneten Wert der dielektrischen Permittivität zwischen der Nieder- und der Hochtemperaturphase beträgt etwa 30 %. Der Beginn des Anstiegs der Dielektrizitätskonstante im Hochtemperaturbereich hängt mit dem Anstieg der elektrischen Leitfähigkeit der Probe zusammen.

Die Tatsache, dass die internen elektrischen Dipole durch Anlegen einer externen Spannung gezwungen werden können, ihre Richtung zu ändern, führt bei dieser Kristallklasse zu einer Hysterese (spontane Polarisation). Die CV-Hysterese wird durch Durchlaufen der Gate-Spannung von –1,5 auf +1,5 V und anschließendes Zurückfahren auf –1,5 V bei 200 kHz ermittelt. Die Kristallphase der Form I weist eine Hysteresebreite von ca. 900 mV auf, während im Kristall der Form II eine verringerte Breite von ca. 500 mV beobachtet wurde (Abb. 4e, f). Dies kann durch die Tatsache erklärt werden, dass hohe Temperaturen die ferroelektrische Ausrichtung stören und Moleküle erzeugen, die sich in einem externen Feld frei neu orientieren können. Darüber hinaus kann die Qualität der Grenzfläche zwischen Silber und Kristall zur beobachteten Hysterese beitragen, höchstwahrscheinlich durch physikalische Adsorption eines dünnen Wasserfilms auf der Kristalloberfläche, die bei Tests an Luft auftreten kann.

Die IV-Charakteristik von Ag/Form-I-Kristall/Ag und Ag/Form-II-Kristall/Ag (Metall-Halbleiter-Metall-Konfiguration) ist in Abb. 5a dargestellt. Beide Kristallphasen weisen einen ohmschen Kontakt mit Silber auf (symmetrische IV-Kurven). Die für die beiden Kristallphasen berechnete Stromdichte (J = Strom/Fläche) betrug J = 0,28 mA cm−2 und 0,8 μA cm−2 für Form I bzw. Form II. Es ist erwähnenswert, dass beim Übergang von Form I zu Form II die Kristalldefekte die Quelle innerer lokaler Spannungen sind und somit für die Verringerung der Stromdichte von Form II verantwortlich sein können (Abb. 5b). Dies steht auch im Einklang mit den höheren Leitfähigkeitswerten, die für den Form-II-Kristall erhalten wurden, bei dem die Defekte als feste Ladungen wirken können, die sich zu den Leitfähigkeitswerten addieren.

a Metall-Ferroelektrikum-Metall-Konfiguration (laterale Verbindung). b I–V-Eigenschaften von Ag/Form-I-Kristall/Ag und Ag/Form-II-Kristall/Ag.

Zusammenfassend berichten und erklären wir hier systematisch den Ursprung der außerordentlich großen thermischen Aktivierung in Guanidiniumnitratkristallen, indem wir die Kristallstrukturen vor und nach dem thermischen Phasenübergang vergleichen. Die beeindruckende Kristallaktivierung dieses Materials beruht auf einem Phasenübergang erster Ordnung, dem eine kolossale Expansion parallel zur ac-Ebene vorausgeht. Der Hauptstrukturunterschied zwischen den beiden Formen besteht darin, dass in Form I die Schichten, die Guanidinium- und Nitrationen enthalten, parallel ausgerichtet sind; Während der Phasenumwandlung zu II ordnen sich diese Schichten in antiparallele Orientierungen um, wobei sich die intermolekularen Wechselwirkungen und auch der Abstand zwischen benachbarten Schichten erheblich ändern. DFT-D-Simulationen zeigen, dass die Ionenstapelung in den beiden Phasen gleichenergetisch ist, was ein schnelles Umschalten zwischen ihnen begünstigt. Die Berechnungen zeigen auch, dass der mit der Zellverformung verbundene Energienachteil durch die Energie kompensiert werden kann, die bei der Rotation der Ionen während des thermisch induzierten Phasenübergangs freigesetzt wird. Der Kristall der Form I wird durch Expansion parallel zur AC-Ebene mit ausgezeichneter Reversibilität für mehr als 20 Zyklen des thermisch induzierten strukturellen Phasenübergangs ohne sichtbare Verschlechterung aktiviert. Die gemessenen Änderungen der intermolekularen Wechselwirkungen in den Formen I und II werden maßgeblich von der elektrischen Leistung dieser Kristalle beeinflusst. Bemerkenswert ist, dass der Unterschied in den berechneten Werten der dielektrischen Permittivität zwischen den Formen I und II etwa 30 % beträgt. Darüber hinaus zeigen die Stromdichtemessungen für beide Kristallformen Variationen in ihrer Trägerreaktion. Interessanterweise ist die Frequenzabhängigkeit der C-V- und G-V-Eigenschaften für beide Kristallphasen sehr ähnlich zu anorganischen Halbleitern, wo sie eine Abnahme der Kapazität/Leitfähigkeit aufweisen, wenn die Frequenz von 1 auf 200 kHz erhöht wird. Um die Allgemeingültigkeit der Ergebnisse zu überprüfen, haben wir auch eine Reihe anderer Guanidinderivate synthetisiert und analysiert. Während die meisten dieser Derivate keine Thermosalienz oder anderes dynamisches Verhalten zeigten, zeigten einige von ihnen interessante dynamische Eigenschaften. Das hier berichtete Material war wegen seiner außergewöhnlichen Ausdehnung besonders interessant. Wir glauben, dass die Entwicklung von Materialien mit den gewünschten dynamischen Eigenschaften ein weitreichendes Ziel ist und in Zukunft wahrscheinlich eine Menge systematischer Anstrengungen erfordern wird.

Guanidiniumnitrat (GN) wurde von Sigma Aldrich bezogen und ohne weitere Reinigung zur Kristallisation verwendet. Die Lösungsmittel wurden von kommerziellen Anbietern bezogen und ohne Reinigung verwendet.

Die Kristallisation basierte auf der langsamen Verdampfung einer Aceton/Wasser-Mischung. Zunächst wurden 200–400 mg GN in einen Erlenmeyerkolben gegeben. Ungefähr 5–10 ml Aceton wurden zugegeben und der Erlenmeyerkolben für 20–30 Minuten bei Raumtemperatur in das Ultraschallgerät gestellt. Dann wurden kleine Mengen Wasser in den Konus gegeben, bis sich der gesamte Feststoff aufgelöst hatte. Anschließend wurde die Lösung zweimal filtriert und das Filtrat in einer Kristallisationsschale gesammelt, die auf Eis gestellt wurde, um eine Kristallisation bei Raumtemperatur zu verhindern. Schließlich wurde die Kristallisationsschale in einen Kristallisationsraum gebracht, in dem die Temperatur stets niedriger als 286 K war. GN-Kristalle wurden innerhalb von 3–4 Tagen beobachtet.

Die dynamische Differenzkalorimetrie (DSC) wurde auf einem TA DSC-Q2000-Gerät durchgeführt. Die Kristalle wurden auf einer Tzero-Aluminiumpfanne entnommen, ohne dass der Deckel beschädigt wurde, und mit unterschiedlichen Aufheiz- und Abkühlgeschwindigkeiten von Raumtemperatur auf die ausgewählte Temperatur erhitzt.

Die Formumwandlung von GN während des Erhitzens und Abkühlens wurde unter Verwendung eines optischen Mikroskops (Q32634 Q-imaging-Mikroskop, Linkam) beobachtet, das mit einem temperaturgesteuerten Heiz-/Kühltisch (THMS600-PS) ausgestattet war.

Einkristallbeugungsdaten der Formen I und II wurden mit einem Bruker APEX DUO-Diffraktometer mit monochromatischer MoKα-Strahlung (λ = 0,71073 Å) und einem Photon II-Detektor, ausgestattet mit einem Cobra-Kühlgerät (Oxford Cryosystems), gesammelt. Für die Datenerfassung, Integration, Skalierung und Absorptionskorrekturen wurde die Software Bruker Apex 358 verwendet. Die Datenreduktion wurde mit SAINT59 und XPREP60 durchgeführt. Die Daten wurden mithilfe von SADABS61 hinsichtlich Absorptionseffekten korrigiert. Die Strukturbestimmung beider Formen und die Verfeinerung mithilfe der OLEX2-Schnittstelle62 wurden mithilfe der Vollmatrix-Methode der kleinsten Quadrate basierend auf F2 gegen alle Reflexionen durchgeführt, wie in SHELXL-2014/763 implementiert. Der HFIX-Befehl in SHELX-TL63 wurde zum Fixieren der an Kohlenstoffatome gebundenen Wasserstoffatome verwendet. Geometrische Berechnungen wurden mit PLATON64 und PARST65 durchgeführt. Die Grafiken für die Veröffentlichung wurden mit Mercury 4.3.166 und OLEX260 erstellt. Weitere kristallographische Details finden Sie in der Ergänzungstabelle 1.

Bei beiden GN-Formen wurde der Agilent G200-Nanoeindringkörper mit einem XP-Kopf und einem Berkovitch-Diamant-Eindringkörper verwendet. Die Experimente wurden unter Verwendung der kontinuierlichen Steifigkeitsmethode bis zu einer ausgewählten Tiefe mit einer Dehnungsrate von 0,05 s−1, einer Amplitude von 2 nm und einer Frequenz von 45 Hz67 durchgeführt. Die Kalibrierung des Eindringkörpers wurde unter Verwendung einer Corning 7980-Silica-Referenzprobe (Nanomechanics S1495-25) durchgeführt. Der Modul wurde zwischen 200 und 500 nm gemessen.

Dreipunkt-Biegetests an GN-Kristallen der Form I und II wurden mit dem SEMTester DAQ-linear (Modell 8000-0014, MTI Instruments) und einem Ensile-Tester bei 280 bzw. 310 K durchgeführt. Es wurden eine 5-N-Wägezelle und eine Dreipunkt-Biegevorrichtung mit einer Spannweite von 1,5 mm verwendet. Es wurde eine Traversengeschwindigkeit von 0,05 mm min‒1 verwendet.

Die von GN-Kristallen der Form I während des Phasenübergangs zur Form II erzeugte Kraft wurde direkt mit dem Kraftsensor AE801 gemessen. Der auf einem Ausleger basierende Kraftsensor bestand aus einem einkristallinen Silizium vom n-Typ, das zwischen ionenimplantierten Widerständen vom p-Typ angeordnet war. Einzelheiten zum Design und den Funktionsprinzipien des Sensors finden Sie in Lit. 28. Eine mechanische Belastung aufgrund der Ablenkung des Balkens verursacht einen piezoresistiven Effekt und führt zu einer proportionalen Änderung der Ausgangsspannung. Die Kalibrierung des Kraftsensors erfolgte durch inkrementelle Auslenkungen von 10 μm unter Beibehaltung der linearen Korrelation zwischen der Auslenkung und der Ausgangsspannung. Anschließend wurde die Umrechnung zwischen Ausgangsspannung und Auslenkung korrigiert und Gl. Mit Hilfe von 3 wurde die jeweilige durch die Durchbiegung erzeugte Kraft berechnet

Dabei ist δ die maximale Auslenkung der Auslegerspitze, F die aufgebrachte Kraft, s die Länge des Auslegers und E der Elastizitätsmodul der Welle. Für den hier verwendeten Kraftsensor gilt s = 5 mm, E = 160 GPa und I = 2,67 × 10‒16 m4. Für die Messung wurde ein Kristall der Form I sorgfältig zwischen einer starren Wand und der Spitze des Kraftsensors unterhalb der Phasenübergangstemperatur eingeschlossen.

Die Daten für andere Aktuatoren wurden vom CES Selector 2019, Granta Design Limited, Cambridge, UK, 201968 abgerufen und aufgezeichnet. Die Daten anderer Aktuatormaterialien in der Datenbank sind abhängig von den verfügbaren Attributen in über 20 Klassen unterteilt.

Die frequenzabhängigen Kapazitäts-Spannungs- (C–V) und Leitfähigkeits-Spannungsmessungen (G–V) wurden mit dem Agilent B 1505 A Kurventracer und manuellen Sonden durchgeführt. Abbildung 4a zeigt die Konfiguration mit vier Anschlusspaaren, die in unseren Messungen verwendet wurde. Für die Messungen wurden GN-Kristalle (Form I und Form II getrennt) zwischen zwei Metallplatten platziert, wobei Cu und Ag als untere bzw. obere Platte des Kondensators fungieren, wie in Abb. 4b dargestellt. Die Messungen wurden bei Raumtemperatur durchgeführt.

Die experimentellen Kristallstrukturen für die Formen I und II von GN wurden einer periodischen, durch Dispersionskorrektur korrigierten Dichtefunktionaltheorie (DFT-D)-Geometrieoptimierung unter Verwendung von CASTEP 8.069, implementiert in BIOVIA Materials Studio 8.070, unter Verwendung der Austauschkorrelation PBE Generalized Gradient Approximation (GGA) unterzogen funktionale71 und normerhaltende Pseudopotentiale72. Es wurde die semiempirische Dispersionskorrektur D2 (G06) von Grimme73 verwendet. Brillouin-Zonenintegrationen wurden auf einem symmetrischen Monkhorst-Pack-k-Punkt-Gitter mit einem Abstand von 0,07 Å−1 durchgeführt. Der Grenzwert für den Basissatz der ebenen Welle wurde auf 750 eV eingestellt. Für die Geometrieoptimierung wurde der BFGS74-Algorithmus verwendet. Die Strukturoptimierung galt als abgeschlossen, wenn die folgenden Konvergenzkriterien erfüllt waren: maximale Energieänderung von \(1\times {10}^{-5}\) eV pro Atom, maximale Kraft von \(3\times {10}^{ -2}\) eV Å−1, maximale Spannung von \(5\times {10}^{-2}\) GPa und maximale Verschiebung von \(1\times {10}^{-3}\) Å . Die periodische DFT-D-Geometrieoptimierung wurde zunächst bei festem Volumen durchgeführt, indem nur die Atompositionen optimiert wurden. Darauf folgte eine zweite Geometrieoptimierung, die sowohl Atompositionen als auch Elementarzellenparameter lockerte. Die resultierenden Gleichgewichtsstrukturen für I und II wurden als Grundlage für weitere Berechnungen verwendet, wie unten beschrieben.

Die durch CASTEP erzeugte Gleichgewichtskristallstruktur für I wurde verwendet, um eine Reihe gespannter Kristalle zu erzeugen. Die gespannten Kristalle wurden durch schrittweises Ändern der Zelllängen und \(\beta\)-Winkel erzeugt, beginnend mit der Gleichgewichtszellgeometrie der Form I und schrittweiser Umwandlung der Zellparameter in die in der durch CASTEP erzeugten Gleichgewichtskristallstruktur gefundenen. Insgesamt wurden 6 Kristalle erzeugt: die spannungsfreie Gleichgewichtsstruktur Form I (Dehnungsstufe 0), 4 gespannte Zellen, die die intermediären Zellgeometrien während des martensitischen Phasenübergangs darstellen, und eine sechste gespannte Zelle, die die im gefundenen Gleichgewichtszellgeometrie aufweist Gleichgewichtsform-II-Struktur. Alle 6 Kristallstrukturen wurden als Eingabe für die Optimierung der Geometrie mit festem Volumen in VASP75,76,77 verwendet, um die Spannungsenergie im GN-Kristall abzuschätzen, während dieser schnell zwischen den Formen I und II wechselt. VASP verwendet die Projektor-Augmented-Wave-Methode (PAW)78 mit Basissätzen ebener Wellen und PAW-Pseudopotentialen. In allen Berechnungen wurde der PBE71-GGA für das Austauschkorrelationsfunktional in Verbindung mit der D3-Dispersionskorrektur79 verwendet. Mithilfe des Programms cif2cell80 wurden VASP-Eingabedateien generiert. Ein dichtes K-Punkt-Netz mit einem maximalen K-Punkt-Abstand von 2\({{{{\rm{\pi }}}}}}\) × 0,032 Å−1 wurde unter Verwendung eines Γ-zentrierten Monkhorst– Packschema. 700 eV war die Grenzenergie für die ebene Wellenbasis und die Konvergenzschwelle wurde auf 1 × 10−4 eV festgelegt. Die Geometrie wurde als konvergiert angesehen, wenn alle Kräfte für jeden selbstkonsistenten Feldzyklus unter 0,03 eV Å−1 lagen. Die Spannungsenergie (\(\Delta {E}_{\mathrm {s}}\)) für jede Zelle wird relativ zur Gleichgewichtsenergie des spannungsfreien I-Kristalls (Spannungsstufe 0) angegeben, wie von VASP unter Verwendung von angegeben dieselben Konvergenzschwellen wie oben angegeben.

Um die Energiebarriere für die kooperative Bewegung der GN-Ionen während des martensitischen Phasenübergangs abzuschätzen, wurde eine Doppelschicht aus hexagonalen wasserstoffgebundenen Schichten von GN-Ionen aus der Gleichgewichtsstruktur der Form I extrahiert. Alle Ionen in der oberen Schicht wurden relativ zur unteren Schicht schrittweise in Schritten von 10° gedreht. Der Drehwinkel wird mit \(\phi\) bezeichnet. Bei jedem Schritt wurde die Energie der Doppelschichtringtopologie mithilfe von VASP geschätzt. Die VASP-Kontrollparameter und Konvergenzschwellenwerte waren die gleichen wie oben beschrieben. Die angegebene Rotationsenergiebarriere (\(\Delta {E}_{{{{{{\rm{rot}}}}}}}\)) ist relativ zur Energie der Ringtopologie, die in der Gleichgewichtsstruktur der Form I zu finden ist (\(\phi =0^\circ\)).

Weitere Informationen zum Forschungsdesign finden Sie in der mit diesem Artikel verlinkten Nature Research Reporting Summary.

Die in dieser Studie generierten Einkristallbeugungsdaten wurden im Cambridge Crystallographic Data Centre (CCDC) unter den Zugangscodes 2123337 und 2123338 hinterlegt. Alle Daten sind auf Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich.

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Referenzen herunterladen

Wir danken der New York University Abu Dhabi für die finanzielle Unterstützung dieser Arbeit. Diese Forschung wurde teilweise mithilfe der Ressourcen der Core Technology Platform an der New York University Abu Dhabi durchgeführt. Die theoretischen Berechnungen wurden mithilfe der Hochleistungsrechenanlagen der Khalifa University durchgeführt.

Smart Materials Lab, New York University Abu Dhabi, Postfach 129188, Abu Dhabi, Vereinigte Arabische Emirate

Durga Prasad Karothu, Rodrigo Ferreira, Ejaz Ahmed, Luca Catalano, Jad Mahmoud Halabi, Zainab Alhaddad, Ibrahim Tahir, Liang Li und Panče Naumov

Abteilung für Ingenieurwissenschaften, New York University Abu Dhabi, Postfach 129188, Abu Dhabi, Vereinigte Arabische Emirate

Ghada Dushaq und Mahmoud Rasras

Abteilung für Naturwissenschaften und Technik, Sorbonne University Abu Dhabi, Postfach 38044, Abu Dhabi, Vereinigte Arabische Emirate

Liang Li

Department of Chemistry, Green Chemistry & Materials Modeling Laboratory, Khalifa University of Science and Technology, Postfach 127788, Abu Dhabi, Vereinigte Arabische Emirate

Sharmarke Mohamed

Molecular Design Institute, Department of Chemistry, New York University, 100 Washington Square East, New York, NY, 10003, USA

Panče Naumov

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PN und DPK haben die Studie konzipiert. DPK und RF stellten die Kristalle her. DPK, EA und RF führten die mechanischen Tests durch. DPK führte die Thermoanalyse, Phasenübergangsexperimente, Strukturanalyse, Wärmeausdehnungsanalyse, Nanoindentation und Mikroskopie durch. GD, LC und DPK führten die elektrischen Messungen durch. JMH und DPK führten die Kraftmessungen durch, und JMH verarbeitete die Daten und bereitete die Diagramme vor. DPK und PN analysierten die Strukturveränderung und etablierten den Mechanismus. DPK, ZA und IT haben die Videos aufgezeichnet und DPK die Daten verarbeitet. SM führte die theoretischen Berechnungen durch. DPK hat die Zahlen zur Veröffentlichung vorbereitet. Das Papier wurde mit Beiträgen von DPK, GD, JHM, SM und PN verfasst. Alle Autoren haben der endgültigen Version des Papiers zugestimmt.

Korrespondenz mit Panče Naumov.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Nature Communications dankt Jialiang Xu, Junbo Gong und den anderen anonymen Gutachtern für ihren Beitrag zum Peer-Review dieser Arbeit. Peer-Review-Berichte sind verfügbar.

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

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 ursprünglichen Autor(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 durch gesetzliche Vorschriften 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

Karothu, DP, Ferreira, R., Dushaq, G. et al. Außergewöhnlich hohe Arbeitsdichte eines ferroelektrischen dynamischen organischen Kristalls bei Raumtemperatur. Nat Commun 13, 2823 (2022). https://doi.org/10.1038/s41467-022-30541-y

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Eingegangen: 08. Dezember 2021

Angenommen: 05. Mai 2022

Veröffentlicht: 20. Mai 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41467-022-30541-y

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Naturkommunikation (2022)

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