阅读说明：本技术 热电转换元件及热电转换装置 (Thermoelectric conversion element and thermoelectric conversion device ) 是由 中辻知 酒井明人 于 2018-07-03 设计创作，主要内容包括：热电转换元件(1)由在费米能量E<Sub>F</Sub>附近具有外尔点的能带结构的铁磁性材料构成,并且具有通过反常能斯特效应而产生电动势的热电机制。该铁磁性材料的状态密度表现出能量依赖性,该能量依赖性在费米能量E<Sub>F</Sub>附近取极值。用于决定电动势的热电系数-α<Sub>yx</Sub>具有与-TlogT成比例的温度(T)依赖性。当相对于热电转换元件(1)在+x方向上流过热电流Q(约<Image he="50" wi="74" file="DDA0002316340820000011.GIF" imgContent="drawing" imgFormat="GIF" orientation="portrait" inline="no"></Image>)时,在+x方向上产生温度差。由此,在热电转换元件(1)中,由于反常能斯特效应而在与热电流Q的方向(+x方向)和磁化M的方向(+z方向)两者均正交的y方向上产生电压V(约<Image he="53" wi="163" file="DDA0002316340820000012.GIF" imgContent="drawing" imgFormat="GIF" orientation="portrait" inline="no"></Image>)。(The thermoelectric conversion element (1) is formed by converting energy at the Fermi level F A ferromagnetic material having a band structure near the outer point, and a thermoelectric mechanism generating an electromotive force by an abnormal nernst effect. The density of states of the ferromagnetic material exhibits an energy dependence at the fermi energy E F Thermoelectric coefficient- α for determining electromotive force yx Has a temperature (T) dependence proportional to-TlogT. When a thermal current Q (about) flows in the + x direction with respect to the thermoelectric conversion element (1) ) When the temperature difference is generated in the + x direction. Thus, in the thermoelectric conversion element (1), a voltage V (about the order of magnitude of Z) is generated in the y direction orthogonal to both the direction of the thermoelectric current Q (+ x direction) and the direction of the magnetization M (+ z direction) due to the abnormal Nernst effect )。)

热电转换元件及热电转换装置

技术领域

本发明涉及一种热电转换元件及包括热电转换元件的热电转换装置。

背景技术

近年来，提出了一种利用反常能斯特效应(Anomalous Nernst effect)的热电转换装置(例如，参照专利文献1)。所谓“反常能斯特效应”是指，当使热流流过磁性材料而产生温度差时，在与磁化方向和温度梯度均正交的方向上产生电压的现象。

作为同样利用温度梯度产生电压的热电机制，塞贝克效应(Seebeck effect)广为人知。塞贝克效应中，由于会在与温度梯度相同的方向上产生电压，因此热电模块成为复杂的三维结构，难以实现大面积化或薄膜化。此外，由于使用了具有较高毒性及稀缺性的材料，因此存在脆弱、抗振性能差、制造成本高的问题。另一方面，反常能斯特效应中，由于是在与温度梯度正交的方向上产生电压，因此热电模块能沿着热源展开，有利于实现大面积化及薄膜化。而且，能够采用廉价且毒性较低并且耐久性较高的材料。

现有技术文献

专利文献：

专利文献1：日本专利第6079995号公报

发明内容

发明要解决的问题

如上所述，尽管反常能斯特效应相对于塞贝克效应具有一定的优势，但是目前采用通常的磁性材料的反常能斯特效应所产生的发电量较小，尚不能满足实际应用的需要。

因此，本发明的目的在于提供一种与现有技术相比可产生较大反常能斯特效应的热电转换元件以及包括热电转换元件的热电转换装置。

用于解决问题的方案

根据本发明的第一方面的热电转换元件由在费米能量(Fermi energy)附近具有外尔点(Weyl point)的能带结构的物质构成，且具有通过反常能斯特效应产生电动势的热电机制。

根据本发明的第二方面的热电转换装置包括：基板；以及发电体，所述发电体设置于所述基板之上且具有多个热电转换元件。多个热电转换元件呈各自朝一个方向延伸的形状，且由在费米能量附近具有外尔点的能带结构的物质构成。发电体的多个热电转换元件在与所述一个方向垂直的方向上并列配置，且串联电连接成蛇形形状。

根据本发明的第三方面的热电转换装置包括：热电转换元件以及中空构件，所述热电转换元件由在费米能量附近具有外尔点的能带结构的物质构成。热电转换元件呈片状，且以覆盖中空构件的外表面的方式设置。

发明的效果

根据本发明，通过使用由在费米能量附近具有外尔点的能带结构的物质构成的热电转换元件，从而可产生与现有技术相比较大的反常能斯特效应。

附图说明

图1是示出外尔费米子(Weyl fermion)的能量与动量的关系(能带色散)的示意图。

图2是示出Co₂MnGa的晶体结构的示意图。

图3是示出根据本发明实施方式的热电转换元件的结构的示意图。

图4是示出热电转换元件的能斯特效应、霍尔效应、磁化的磁场依赖性及温度依赖性的测量结果的曲线图。

图5是示出零磁场下热电转换元件的纵向电阻率与塞贝克系数的温度依赖性的曲线图。

图6A是示出热电转换元件的霍尔电导率和珀尔帖系数的温度依赖性的曲线图。

图6B是通过量子临界点附近的定标函数示出图6A的珀耳帖系数的温度依赖性的曲线图。

图7A是示出通过第一原理计算获得的Co₂MnGa的能带结构的图。

图7B是示出Co₂MnGa的费米能量附近的能带色散和第一布里渊区及面心立方晶格的对称点(***图)的示意图。

图7C是示出沿着能量E～20meV附近的沿U-Z-U的能带结构(上部)以及由动量k_UZ(U-Z方向)和kc拉伸的ka＝kb平面中的贝里曲率分布(下部)的示意图。

图8A是通过第一原理计算获得的Co₂MnGa的自旋分解状态密度的曲线图。

图8B是示出图8A中在费米能量附近的状态密度的曲线图。

图9是示出外尔点数的能量依赖性以及、通过第一原理计算获得的、热电转换元件的绝对零点处的霍尔电导率和-α_yx/T的能量依赖性的曲线图。

图10A是示出TypeI的能带色散和能斯特系数的关系的示意图。

图10B是示出量子临界点的能带色散和能斯特系数的关系的示意图。

图11A是示出在电流的各个方向测定热电转换元件的纵向电导率的磁场依赖性的结果的曲线图。

图11B是示出在电流的各个方向测定热电转换元件的导磁率的角度(磁场与电流之间的角度)依赖性的结果的曲线图。

图12是示出对各种铁磁性材料和反铁磁性材料Mn₃Sn的珀耳帖系数大小进行比较的结果的曲线图。

图13是示出包括本实施方式的热电转换元件的热电转换装置的一个例子的外观图。

图14是示出包括本实施方式的热电转换元件的热电转换装置的其他例子的外观图。

具体实施方式

以下参照附图，对本发明例举的实施方式进行说明。

近年来，基于理论可知，电子结构的拓扑结构与反常能斯特效应引起的热电机制有关。该理论尤其启示了通过存在于费米能量E_F附近的外尔点(Weyl points)的贝里曲率(Berry curvature)有可能提高反常能斯特效应，因此对具有外尔费米子(Weyl Fermion)的物质的探索和物质合成，有望促进利用反常能斯特效应的热电转换装置的开发工作。

外尔费米子是通过狄拉克方程所描述的无质量的粒子。如图1所示，外尔点存在于线性能带色散相交的点处，并呈现为具有不同手性(右手性和左手性)的对。一对外尔点可被视为动量空间中的虚拟磁场(贝里曲率)的正负磁极，并被认为像真实空间中的磁场一样影响着物质中电子的运动。

通过近年的第一原理计算显示出成分为Co₂TX的金属是动量空间中在费米能量E_F附近存在外尔点的外尔金属的候选材料。此处，T是过渡金属元素，X是Si、Ge、Sn、Al和Ga中的任一种。本实施方式中，作为上述金属的示例，着眼于Co₂MnGa这一全赫斯勒(Full-Heusler)铁磁性材料。

图2示意性示出了Co₂MnGa的晶体结构。如图2所示，Co₂MnGa具有L2₁型立方晶的全赫斯勒结构。L2₁结构的晶胞由四个面心立方晶格(fcc)构成，在晶格曲线中，Co原子位于(1/4，1/4，1/4)和(3/4，3/4，3/4)处，Mn原子位于(0，0，0)处，Ga原子位于(1/2，1/2，1/2)处。Co₂MnGa的晶体结构可以通过各种衍射方法例如X射线衍射来确定。

下面，参照图3，对根据本发明的实施方式的热电转换元件及其热电机制进行说明。本实施方式的热电转换元件1由Co₂MnGa构成，如图3所示，呈沿一个方向(y方向)延伸的长方体状，具有0.1μm以上的厚度(z方向的长度)，在+z方向磁化。如果热电转换元件1中有+x方向的热流

流动，则会在+x方向产生温度差。据此，根据反常能斯特效应，在热电转换元件1中，在与热流Q的方向(+x方向)及磁化M的方向(+z方向)均正交的外积方向(y方向)上产生电动势

下面，对验证热电转换元件1的反常能斯特效应的实验进行说明。

在通过对适当比例的Co、Mn和Ga进行电弧熔化而制备了多晶样本后，利用提拉法(Czochralski method)制备了Co₂MnGa单晶。根据X射线衍射可知，所产生的Co₂MnGa显示出晶格常数

在实验中，制备了尺寸为7.5×2.0×1.3mm³的长方体状的三个样本，作为热电转换元件1。三个样本根据与磁场B的方向平行的晶体的方位来进行区别。B||[100]的样本、B||[110]的样本和B||[111]的样本分别标记为#100、#110和#111。在本实施方式中，使用众所周知的方法测量每个样本的传输现象(能斯特效应、塞贝克效应、以及霍尔效应)。

将针对每一样本测定能斯特效应、塞贝克效应、以及霍尔效应的结果显示于图4～图6A。

图4的曲线图a示出了在室温(T＝300K)下的能斯特系数-S_yx的磁场依赖性，示出了向[100]施加平行磁场B、向[110]施加平行磁场B、向[111]施加平行磁场B、且使平行的热流Q在[001]或[10-1]中流动时的观测结果。图4的曲线图b示出了向各样本施加B＝2T的磁场时的-S_yx的温度依赖性。根据图4的曲线图b可以明确地看出，-S_yx随着温度升高而增加，其在室温下达到了|S_yx|～6μV/K，在400K时达到了|S_yx|～8μV/K，示出了反常能斯特效应的比现有技术的观测值大了一个数量级的值。

-S_yx的观测值即使在与图5的曲线图b所示的塞贝克系数S_xx的比值(即，能斯特角θ_N≈tanθ_N＝S_yx/S_xx)中也显示出了前所未见的较大值。实际上，如图4的曲线图a的右侧纵轴所示，|S_yx/S_xx|取大于0.2的值。此外，从图4的曲线图a和曲线图b可以看出，S_yx几乎没有各向异性。

如图4的曲线图c和曲线图d所示，霍尔电阻率ρ_yx在室温下达到15μΩcm，在320K附近达到最大值16μΩcm。霍尔角θ_H≈tanθ_H＝ρ_yx/ρ_xx(图4的曲线图c的右侧纵轴)也在室温下取超过0.1的较大值。此处，ρ_xx是纵向电阻率。图5的曲线图a示出了在零磁场下的ρ_xx的温度依赖性。

图4的曲线图e和曲线图f分别示出了在室温下的磁化M的磁场依赖性以及在磁场B＝2T时的磁化M的温度依赖性。从图4中的曲线图a、曲线图c和曲线图e可知，霍尔效应和能斯特效应均显示出与磁化曲线基本相同的磁场依赖性。这表明，在T＝300K时，反常项对霍尔效应和能斯特效应的贡献(∝M)占主导地位，而正常项的贡献(∝B)极小。如图4的曲线图e和曲线图f所示，饱和磁化Ms在T＝300K时达到了3.8μ_B，并随着温度的降低而增加，在T＝5K时达到了约4μ_B，这与基于斯莱特轮询法则预测的值一致。此外，从图4的曲线图e和曲线图f可知，在T＝300K时，磁化的各向异性几乎可以忽略不计，并且与立方晶的结构完全一致。

所观测到的霍尔电阻率|ρ_yx|～15μΩcm是迄今为止反常霍尔效应的观测值中最大级别的值。类似地，霍尔电导率也显示出非常大的值。图6A的曲线图a示出了在B＝2T时的霍尔电导率σ_yx的温度依赖性。在此，σ_yx＝-ρ_yx/(ρ_xx ²+ρ_yx ²)。-σ_yx随着温度降低而单调增加，在绝对零度时-σ_yx达到约2000Ω^-1cm^-1。该值与已知的层叠量子霍尔效应的值处于相同数量级。

能斯特系数S_yx可由珀尔帖系数α_yx定义。通常，电流由电场ε和温度梯度

产生，并表示为

在此，J、σ和α分别是电流密度张量、电导率张量和热导率张量。当磁场B的方向平行于z方向，温度梯度

平行于x方向，并且设定J＝0时，J_y＝σ_yxS_xx+σ_xxS_yx-α_yx＝0。在此，根据立方对称性，σ_xx＝σ_yy。即，作为横向(transverse)热电系数的珀耳帖系数由公式(1)给出：

珀耳帖系数α_yx＝霍尔电导率σ_yx×塞贝克系数S_xx+纵向电导率σ_xx×能斯特系数S_yx…(1)

由公式(1)可知，能斯特系数的大小由珀尔帖系数确定，在判断反常能斯特效应的基础上，对珀尔帖系数进行评估是有效的。

图6A的曲线图b示出了使用公式(1)及图4、图5和图6A的曲线图a所获得的值来计算-α_yx的温度依赖性的结果。如图6A的曲线图b所示，-α_yx在T达到约25K之前随者T的增加大致线性增加，在T达到约140K时取最大值，然后随着T的增加而逐渐减小。在此可以看出，-α_yx的温度依赖性曲线的表现与-TlogT非常相似。更具体而言，当对于logT，绘制-α_yx/T(图6B中的右侧纵轴)的数据时，低温下的-α_yx～T的表现与高温下的-α_yx～-TlogT的表现之间存在交叉。

低温下的-α_yx～T的表现与莫特(Mott)方程式一致，莫特方程式定义了低温(k_BT＜＜E_F)下的α_yx与T＝0时的霍尔电导率σ_yx的能量微分之间的关系(α_yx～-(π²k_B ²T/3e)

)。在此，k_B是玻尔兹曼常数。另一方面，高温(T为大约30K与400K之间)下的-α_yx～-TlogT的表现不遵循莫特方程式。如下所述，可通过外尔费米子来理解热电系数的-TlogT的表现。

为了表示外尔点的存在，首先着眼于最接近Co₂MnGa的费米能量E_F的费米面。图7A示出了通过第一原理计算获得的Co₂MnGa的能带结构。在此，磁化M＝4.2μ_B，磁化方向是沿着[110]的方向。图7A中，对位于布里渊区边界附近并形成最接近费米能量E_F(＝0eV)的费米面(最大费米面)的能带用粗线表示。如图7A至图7C所示，在费米能量E_F附近的E₀≈20meV附近有外尔点(+-)，该费米面在外尔点(+-)附近具有较大的贝里曲率|Ω_z|(图7C)。

如图7B和图7C所示，外尔点(+-)在由动量k_UZ(U-Z方向)和kc拉伸的ka＝kb平面中，沿着布里渊区边界上的U-Z-U线位于±k₀＝±(2π/a)×0.15处。图7C中，用深浅阴影示出了ka＝kb平面中的贝里曲率的z分量|Ω_z|的分布，在贝里曲率|Ω_z|相对较大的位置(颜色较深的部分)出现外尔点(+-)。布里渊区中的外尔点可以通过Fukui-Hatsugai-Suzuki(J.Phys.Soc.Jpn 74，1674-1677(2005))的方法进行搜索。

如图7A和图7B所示，虽然在费米能量E_F附近形成最大费米面的能带与另一能带相交而形成线性色散，但因两个能带的色散大致平坦，因而状态密度(density of states：DOS)增加。图8A示出通过第一原理计算获得的Co₂MnGa的自旋分解状态密度，图8B示出在费米能量E_F附近的状态密度。如图8B所示，状态密度在费米能量E_F和60meV附近处分别显示峰值。即，可以看出，Co₂MnGa的状态密度在费米能量E_F附近取极大值。

如公式(2)所示，右手性(+)和左手性(-)的外尔费米子由低能哈密顿量描述。

[数1]

其中v₁、v₂和v_⊥是三个独立的速度参数，h是普朗克常数。根据上述Co₂MnGa的第一原理计算，外尔费米子位于E₀≈20meV附近的±k₀～(2π/a)×0.15处，斜率参数v₂/v₁＝0.99，v₁≈10⁵m/s。斜率参数v₂/v₁＝1对应于量子临界点，v₂/v₁＜1对应于I型外尔费米子，v₂/v₁＞1对应于II型外尔费米子。I型外尔费米子(v₂/v₁＜1)在外尔点处的状态密度为零，II型外尔费米子(v₂/v₁＞1)在外尔点处的状态密度是有限的，电子口袋与空穴口袋接触。

在量子临界点(v₂/v₁＝1)，霍尔电导率的能量微分

在低能量时对数发散。在此，若应用低能理论，则可在较宽温度范围内利用无量纲标度函数G来描述表示量子临界点附近珀耳帖系数的温度和化学势依赖性的α_yx(T、μ)(参照图6B)。在此，μ是化学势。图6B示出了通过实验(T₀＝550K)及密度泛函理论(DFT)计算(T₀＝6000K)获得的标度函数在较宽的温度范围内与根据低能理论获得的结果(图6B中的实线：(μ-E₀)/k_BT₀＝-0.05时)一致的情况。

即，根据低能理论的标度函数，量子临界点处的

的对数发散能够在低温下导出α_yx～Tlog(|E_F-E₀|/(hv₁k₀/2π))的表现。另一方面，在k_BT＞|E_F-E₀|的高温下，该对数发散虽可导出α_yx～Tlog(k_BT/(hv₁k₀/2π))的表现，但不遵循莫特方程式(α_yx～T)。因此，可以通过在较宽的温度范围内，在I型和II型之间的量子临界点附近的低能理论的标度函数来理解α_yx的温度依赖性。

值得注意的是，当化学势μ被调谐到外尔点(μ＝E₀)时，即使在任意的低温下，标度函数也不遵循莫特方程式(图6B中的虚线)。

图9的曲线图a示出针对沿着[110]的磁化的外尔点的数量的能量依赖性，曲线图b示出T＝0K时的-σ_yx的能量依赖性，曲线图c示出T＝0K时的-α_yx/T的能量依赖性。图9的曲线图a中，+1和-1表示外尔点的手性(右手性、左手性)。根据这些曲线图a～曲线图c可知，-α_yx/T在E₀～0.02eV附近显示出尖锐的峰，外尔点的数量增加。还可以看出，即使在E～-0.1eV附近，-α_yx/T也取极值，外尔点的数量进一步增加。因此，外尔点可存在于距费米能量E_F±0.1eV的范围内。

图10A和图10B示意性地示出了能带色散与能斯特系数之间的关系。如图10A所示，在与量子临界点(v₁＝v₂)分离的I型外尔费米子中，两个能带彼此呈点接触，在外尔点处的状态密度为零。此时的能斯特系数约为0.7μV/K。随着接近量子临界点，能斯特系数增加，当达到量子临界点时(图10B)，两个能带的色散变得平坦，在外尔点处的状态密度增加。此时，能斯特系数达到了极大值，约为7μV/K。因此，平坦的色散使能斯特系数的大小增加了一个数量级。

如上所述，根据Co₂MnGa的第一原理计算，示出了位于E₀≈20meV附近的±k₀～(2π/a)×0.15处、且斜率参数为v₂/v₁＝0.99的I型外尔费米子的存在，能够获得量子临界点附近的能斯特系数。

为了进一步示出在Co₂MnGa中有外尔费米子存在的证据，针对热电转换元件1测量了每个电流方向上的纵向电导率σ_xx的磁场依赖性，并测量了每个电流方向上的磁导率σ_xx(B)-σ_xx(0)(magneto-conductivity)的角度依赖性。

图11A是示出分别在磁场B平行于电流I(I||B)以及磁场B垂直于电流I(I⊥B)的情况下对T＝0.1K以及T＝5K时的纵向电导率σxx的磁场依赖性进行测量的结果的曲线图。图11B是示出在T＝5K以及|B|＝9T的情况下分别对I||[100]、I||[110]以及I||[111]测量磁导率的角度(磁场B和电流I之间的角度θ)依赖性的结果的曲线图。θ＝0°、180°和360°对应于I||B，θ＝90°和270°对应于I⊥B。从图11B可知，磁导率示出了cos²θ的表现。此外，从图11A和图11B明显可知，当磁场B和电流I在强磁场(例如，|B|～6T或更大)中平行时，电流I易于流动。这意味着产生了包含外尔费米子的物质中可见的手性反常(chiral anomaly)。

图12示出了针对各种铁磁性材料和反铁磁性材料Mn₃Sn，对珀耳帖系数的大小|α_yx|进行比较的结果。从图12明显可知，Co₂MnGa的珀尔帖系数的大小远大于其他铁磁性材料和反铁磁性材料Mn₃Sn。

下面，就对本实施方式的热电转换元件实施了模块化的热电转换装置进行说明。

图13示出了根据本实施方式的热电转换装置20的外观结构。热电转换装置20包括基板22以及载置于基板22上的发电体23。在热电转换装置20中，当热流Q从基板22侧流向发电体23时，会在发电体23中产生热流方向的温度差，并会因反常能斯特效应而在发电体23中产生电压V。

基板22具有其上载置有发电体23的第一表面22a以及与第一表面22a相对的第二表面22b。来自热源(未图示)的热量被施加至第二表面22b。

发电体23具有多个热电转换元件24以及多个热电转换元件25，均呈L字形的三维形状，并且由与图3所示的热电转换元件1相同的物质构成。如图13所示，多个热电转换元件24和多个热电转换元件25在与各长度方向(x方向)垂直的方向(y方向)上，交替地并列配置于基板22上。而且，对构成发电体23的热电转换元件24和热电转换元件25的数量不进行限定。

此外，多个热电转换元件24和多个热电转换元件25被配置成使得热电转换元件24的磁化M1的方向与热电转换元件25的磁化M2的方向相反。此外，多个热电转换元件24和多个热电转换元件25具有相同符号的能斯特系数。

热电转换元件24具有与长度方向(x方向)平行的第一端面24a和第二端面24b。热电转换元件25具有与长度方向(x方向)平行的第一端面25a和第二端面25b。热电转换元件25的第一端面25a与相邻的热电转换元件24的第二端面24b连接，该热电转换元件25的第二端面25b与在相反侧相邻的热电转换元件24的第一端面24a连接。由此，多个热电转换元件24与多个热电转换元件25串联电连接。即，发电体23以蛇形状地设置在基板22的第一表面22a上。

当从热源向基板22的第二表面22b释放热量时，+z方向的热流Q流向发电体23。当因热流Q而产生温度差时，由于反常能斯特效应，会在热电转换元件24中与磁化M1的方向(-y方向)和热流Q的方向(+z方向)均正交的方向(-x方向)上产生电动势E1。由于反常能斯特效应，会在热电转换元件25中与磁化M2的方向(+y方向)和热流Q的方向(+z方向)均正交的方向(+x方向)上产生电动势E2。

如上所述，由于并列配置的热电转换元件24与热电转换元件25串联电连接，因此在一个热电转换元件24中产生的电动势E1可被施加至相邻的热电转换元件25。此外，由于在一个热电转换元件24中产生的电动势E1与在相邻的热电转换元件25中产生的电动势E2方向相反，因此可在相邻的热电转换元件24和热电转换元件25中分别累加电动势，从而能够增大输出电压V。

此外，作为图13的热电转换装置20的变形例，也可采用以下结构：热电转换元件24和热电转换元件25具有彼此相反符号的能斯特系数，并且以多个热电转换元件24与多个热电转换元件25的磁化方向相同(即，磁化M1的方向和磁化M2的方向相同)的方式进行配置。

本实施方式的热电转换装置不限于图13所示的方式。在反常能斯特效应中，由于温度梯度、磁化方向和电压方向彼此正交，因此可以制造薄片状的热电转换元件。

图14示出包括片状热电转换元件32的热电转换装置30的外观结构。具体而言，热电转换装置30包括：中空构件31以及设置为覆盖(包裹)中空构件31的外表面的长条片状热电转换元件32。热电转换元件32由与图3所示的热电转换元件1相同的物质构成。热电转换元件32的磁化方向平行于中空构件31的长度方向(x方向)。当在垂直于中空构件31的长度方向(x方向)的方向上产生了热流，并且在从中空构件31的内部到外部的方向上产生了温度梯度时，由于反常能斯特效应，会沿着长条状的热电转换元件32的长度方向(垂直于磁化方向和热流方向的方向)产生电压V。

在此，图13和图14中，当热电转换元件的长度方向上的长度为L且厚度(高度)为H时，由反常能斯特效应产生的电压与L/H成比例。即，热电转换元件越长越薄，所产生的电压越大。因此，通过采用将多个热电转换元件24和多个热电转换元件25串联电连接成蛇形形状的发电体23(图13)或者长条片状的热电转换元件32(图14)，可望增强反常能斯特效应。

热电转换装置20和热电转换装置30可应用于各种设备。例如，可以通过在热流量传感器中设置热电转换装置来确定建筑物的隔热性能是否优良。此外，可以通过在摩托车等的排气装置中设置热电转换装置来利用排气的热量(废热)进行发电，并且可以将热电转换装置作为辅助电源有效利用。

在本实施方式中，虽然着眼于由反常能斯特效应产生的电压，但通过由温度梯度引起的塞贝克效应所产生的电压、基于由塞贝克效应所产生的电压而引起的霍尔效应、以及由反常能斯特效应引起的电压的协同效果，能够增大输出电压。

在本实施方式中，对Co₂MnGa是一种因外尔费米子的存在而增强反常能斯特效应的物质进行了说明。除了Co₂MnGa外，作为可因外尔费米子的存在而增强反常能斯特效应的候选物质，还可例举：Co₂MnAl、Co₂MnIn、Mn₃Ga、Mn₃Ge、Fe₂NiGa、CoTiSb、CoVSb、CoCrSb、CoMnSb、TiGa₂Mn等。

附图标记说明

1、24、25、32： 热电转换元件

20、30： 热电转换装置

22： 基板

23： 发电体

31： 中空构件