Wir untersuchen ultraschnellen Ladungstransfer in einer epitaxialen Heterostruktur aus WS₂-Monolagen und Graphen mittels zeit- und winkelaufgelöster Photoemissionsspektroskopie (tr-ARPES). Diese Heterostruktur vereint die Vorteile eines Halbleiters mit direkter Bandlücke, starker Spin-Bahn-Kopplung und starker Licht-Materie-Wechselwirkung mit denen eines Halbmetalls, das masselose Ladungsträger mit extrem hoher Mobilität und langer Spinlebensdauer beherbergt. Wir beobachten, dass nach Photoanregung in Resonanz zum A-Exziton in WS₂ die photoangeregten Löcher schnell in die Graphenschicht transferiert werden, während die photoangeregten Elektronen in der WS₂-Schicht verbleiben. Der resultierende ladungsgetrennte transiente Zustand weist eine Lebensdauer von etwa 1 ps auf. Wir führen unsere Ergebnisse auf Unterschiede im Streuphasenraum zurück, die durch die relative Ausrichtung der WS₂- und Graphenbänder bedingt sind, wie hochauflösende ARPES-Spektroskopie zeigt. In Kombination mit spinselektiver optischer Anregung könnte die untersuchte WS2/Graphen-Heterostruktur eine Plattform für eine effiziente optische Spin-Injektion in Graphen bieten.
Die Verfügbarkeit zahlreicher zweidimensionaler Materialien hat die Möglichkeit eröffnet, neuartige, extrem dünne Heterostrukturen mit völlig neuen Funktionalitäten zu entwickeln. Diese basieren auf maßgeschneiderter dielektrischer Abschirmung und verschiedenen Proximity-induzierten Effekten (1–3). Funktionsprinzipielle Bauelemente für zukünftige Anwendungen in der Elektronik und Optoelektronik wurden bereits realisiert (4–6).
Hier konzentrieren wir uns auf epitaktische Van-der-Waals-Heterostrukturen aus Monolagen von WS₂, einem Halbleiter mit direkter Bandlücke, starker Spin-Bahn-Kopplung und einer beträchtlichen Spinaufspaltung der Bandstruktur aufgrund gebrochener Inversionssymmetrie (7), und Monolagen von Graphen, einem Halbmetall mit konischer Bandstruktur und extrem hoher Ladungsträgermobilität (8), die auf wasserstoffterminiertem SiC(0001) gewachsen sind. Erste Hinweise auf ultraschnellen Ladungstransfer (9–15) und durch den Proximity-Effekt induzierte Spin-Bahn-Kopplungseffekte (16–18) machen WS₂/Graphen und ähnliche Heterostrukturen zu vielversprechenden Kandidaten für zukünftige optoelektronische (19) und optospintronische (20) Anwendungen.
Wir untersuchten die Relaxationswege von photogenerierten Elektron-Loch-Paaren in WS₂/Graphen mittels zeit- und winkelaufgelöster Photoemissionsspektroskopie (tr-ARPES). Dazu regten wir die Heterostruktur mit 2-eV-Pumpimpulsen an, die resonant zum A-Exziton in WS₂ waren (21, 12), und emittierten Photoelektronen mit einem zweiten, zeitverzögerten Probeimpuls bei einer Photonenenergie von 26 eV. Mit einem Halbkugelanalysator bestimmten wir die kinetische Energie und den Emissionswinkel der Photoelektronen in Abhängigkeit von der Pump-Probe-Verzögerung, um die Impuls-, Energie- und zeitaufgelöste Ladungsträgerdynamik zu untersuchen. Die Energie- und Zeitauflösung betrug 240 meV bzw. 200 fs.
Unsere Ergebnisse liefern direkte Beweise für einen ultraschnellen Ladungstransfer zwischen den epitaktisch ausgerichteten Schichten und bestätigen erste Hinweise, die auf rein optischen Verfahren in ähnlichen, manuell hergestellten Heterostrukturen mit beliebiger azimutaler Ausrichtung der Schichten basierten (9–15). Darüber hinaus zeigen wir, dass dieser Ladungstransfer stark asymmetrisch ist. Unsere Messungen enthüllen einen bisher unbekannten, ladungsgetrennten transienten Zustand mit photoangeregten Elektronen und Löchern in der WS₂- bzw. der Graphenschicht, der für etwa 1 ps existiert. Wir interpretieren unsere Ergebnisse als Unterschiede im Streuphasenraum für den Elektronen- und Lochtransfer, die durch die relative Ausrichtung der WS₂- und Graphenbänder, wie sie durch hochauflösende ARPES sichtbar gemacht wurde, verursacht werden. In Kombination mit spin- und talselektiver optischer Anregung (22–25) könnten WS₂/Graphen-Heterostrukturen eine neue Plattform für die effiziente ultraschnelle optische Spin-Injektion in Graphen bieten.
Abbildung 1A zeigt eine hochauflösende ARPES-Messung der Bandstruktur entlang der ΓK-Richtung der epitaxialen WS₂/Graphen-Heterostruktur, aufgenommen mit einer Heliumlampe. Der Dirac-Kegel ist p-dotiert, wobei der Dirac-Punkt etwa 0,3 eV oberhalb des chemischen Gleichgewichtspotentials liegt. Die Oberkante des spinaufgespaltenen WS₂-Valenzbandes liegt etwa 1,2 eV unterhalb des chemischen Gleichgewichtspotentials.
(A) Gleichgewichtsphotostrom, gemessen entlang der ΓK-Richtung mit einer unpolarisierten Heliumlampe. (B) Photostrom bei negativer Pump-Probe-Verzögerung, gemessen mit p-polarisierten extremen Ultraviolettpulsen bei einer Photonenenergie von 26 eV. Die gestrichelten grauen und roten Linien markieren die Positionen der Linienprofile, die zur Bestimmung der transienten Peakpositionen in Abb. 2 verwendet wurden. (C) Pumpinduzierte Änderungen des Photostroms 200 fs nach der Photoanregung bei einer Pump-Photonenenergie von 2 eV und einer Pumpfluenz von 2 mJ/cm². Gewinn und Verlust von Photoelektronen sind in Rot bzw. Blau dargestellt. Die Kästchen geben den Integrationsbereich der in Abb. 3 dargestellten Pump-Probe-Kurven an.
Abbildung 1B zeigt eine zeitaufgelöste ARPES-Aufnahme der Bandstruktur nahe den K-Punkten von WS₂ und Graphen, gemessen mit 100 fs langen extremen Ultraviolettpulsen bei einer Photonenenergie von 26 eV und negativer Pump-Probe-Verzögerung vor Eintreffen des Pumpimpulses. Die Spinaufspaltung ist hier aufgrund von Probendegradation und des 2 eV-Pumpimpulses, der eine Raumladungsverbreiterung der Spektrallinien verursacht, nicht aufgelöst. Abbildung 1C zeigt die pumpinduzierten Änderungen des Photostroms relativ zu Abbildung 1B bei einer Pump-Probe-Verzögerung von 200 fs, bei der das Pump-Probe-Signal sein Maximum erreicht. Rot und Blau kennzeichnen die Aufnahme bzw. den Verlust von Photoelektronen.
Um diese komplexe Dynamik genauer zu analysieren, bestimmen wir zunächst die transienten Peakpositionen des WS₂-Valenzbandes und des Graphen-π-Bandes entlang der gestrichelten Linien in Abb. 1B, wie in den ergänzenden Informationen ausführlich beschrieben. Wir stellen fest, dass sich das WS₂-Valenzband um 90 meV nach oben verschiebt (Abb. 2A) und das Graphen-π-Band um 50 meV nach unten (Abb. 2B). Die exponentielle Lebensdauer dieser Verschiebungen beträgt 1,2 ± 0,1 ps für das Valenzband von WS₂ und 1,7 ± 0,3 ps für das Graphen-π-Band. Diese Peakverschiebungen liefern erste Hinweise auf eine transiente Ladung der beiden Schichten, wobei zusätzliche positive (negative) Ladung die Bindungsenergie der elektronischen Zustände erhöht (verringert). Zu beachten ist, dass die Verschiebung des WS2-Valenzbandes nach oben für das ausgeprägte Pump-Probe-Signal in dem in Abb. 1C mit einem schwarzen Kasten markierten Bereich verantwortlich ist.
Änderung der Peakposition des WS₂-Valenzbandes (A) und des Graphen-π-Bandes (B) in Abhängigkeit von der Pump-Probe-Verzögerung, dargestellt mit exponentiellen Anpassungen (dicke Linien). Die Lebensdauer der WS₂-Verschiebung in (A) beträgt 1,2 ± 0,1 ps. Die Lebensdauer der Graphen-Verschiebung in (B) beträgt 1,7 ± 0,3 ps.
Anschließend integrieren wir das Pump-Probe-Signal über die in Abb. 1C durch die farbigen Kästchen gekennzeichneten Bereiche und tragen die resultierenden Zählraten als Funktion der Pump-Probe-Verzögerung in Abb. 3 auf. Kurve 1 in Abb. 3 zeigt die Dynamik der photoangeregten Ladungsträger nahe dem unteren Rand des Leitungsbandes der WS2-Schicht mit einer Lebensdauer von 1,1 ± 0,1 ps, die aus einer exponentiellen Anpassung an die Daten erhalten wurde (siehe die ergänzenden Materialien).
Pump-Probe-Spektren als Funktion der Verzögerung, ermittelt durch Integration des Photostroms über die in Abb. 1C markierte Fläche. Die dicken Linien stellen exponentielle Anpassungen an die Messdaten dar. Kurve (1): Transiente Ladungsträgerpopulation im Leitungsband von WS₂. Kurve (2): Pump-Probe-Signal des π-Bandes von Graphen oberhalb des chemischen Gleichgewichtspotentials. Kurve (3): Pump-Probe-Signal des π-Bandes von Graphen unterhalb des chemischen Gleichgewichtspotentials. Kurve (4): Netto-Pump-Probe-Signal im Valenzband von WS₂. Die Lebensdauern betragen 1,2 ± 0,1 ps in (1), 180 ± 20 fs (Verstärkung) und ∼2 ps (Verlust) in (2) sowie 1,8 ± 0,2 ps in (3).
In den Kurven 2 und 3 von Abb. 3 ist das Pump-Probe-Signal des π-Bandes von Graphen dargestellt. Wir stellen fest, dass die Zunahme von Elektronen oberhalb des chemischen Gleichgewichtspotentials (Kurve 2 in Abb. 3) eine deutlich kürzere Lebensdauer (180 ± 20 fs) aufweist als der Verlust von Elektronen unterhalb des chemischen Gleichgewichtspotentials (1,8 ± 0,2 ps in Kurve 3 in Abb. 3). Weiterhin zeigt sich, dass die anfängliche Zunahme des Photostroms in Kurve 2 von Abb. 3 bei t = 400 fs in einen Verlust mit einer Lebensdauer von ca. 2 ps übergeht. Diese Asymmetrie zwischen Zunahme und Abnahme ist im Pump-Probe-Signal von unbedecktem Monolagen-Graphen nicht vorhanden (siehe Abb. S5 im Anhang), was darauf hindeutet, dass die Asymmetrie eine Folge der Zwischenschichtkopplung in der WS₂/Graphen-Heterostruktur ist. Die Beobachtung eines kurzzeitigen Anstiegs und eines langzeitigen Abfalls oberhalb bzw. unterhalb des chemischen Gleichgewichtspotentials deutet darauf hin, dass bei der Photoanregung der Heterostruktur effizient Elektronen aus der Graphenschicht entfernt werden. Dadurch wird die Graphenschicht positiv geladen, was mit der in Abb. 2B beobachteten Erhöhung der Bindungsenergie des π-Bandes übereinstimmt. Die Absenkung des π-Bandes beseitigt den hochenergetischen Ausläufer der Fermi-Dirac-Verteilung im Gleichgewicht oberhalb des chemischen Gleichgewichtspotentials, was den Vorzeichenwechsel des Pump-Probe-Signals in Kurve 2 von Abb. 3 teilweise erklärt. Wir werden im Folgenden zeigen, dass dieser Effekt durch den transienten Elektronenverlust im π-Band noch verstärkt wird.
Dieses Szenario wird durch das Netto-Pump-Probe-Signal des WS₂-Valenzbandes in Kurve 4 von Abb. 3 gestützt. Diese Daten wurden durch Integration der Zählraten über die Fläche innerhalb des schwarzen Kastens in Abb. 1B gewonnen, der die aus dem Valenzband emittierten Elektronen bei allen Pump-Probe-Verzögerungen erfasst. Innerhalb der experimentellen Fehlergrenzen finden wir für keine der Pump-Probe-Verzögerungen Hinweise auf das Vorhandensein von Löchern im Valenzband von WS₂. Dies deutet darauf hin, dass diese Löcher nach der Photoanregung innerhalb eines Zeitraums, der kurz im Vergleich zu unserer zeitlichen Auflösung ist, schnell wieder aufgefüllt werden.
Um unsere Hypothese der ultraschnellen Ladungstrennung in der WS₂/Graphen-Heterostruktur endgültig zu beweisen, haben wir die Anzahl der in die Graphenschicht übertragenen Löcher bestimmt, wie in den ergänzenden Informationen detailliert beschrieben. Kurz gesagt, wurde die transiente elektronische Verteilung des π-Bandes mit einer Fermi-Dirac-Verteilung angepasst. Die Anzahl der Löcher wurde anschließend aus den resultierenden Werten für das transiente chemische Potential und die elektronische Temperatur berechnet. Das Ergebnis ist in Abb. 4 dargestellt. Wir finden, dass insgesamt ∼5 × 10¹² Löcher/cm² mit einer exponentiellen Lebensdauer von 1,5 ± 0,2 ps von WS₂ auf Graphen übertragen werden.
Änderung der Anzahl der Löcher im π-Band als Funktion der Pump-Probe-Verzögerung zusammen mit einer exponentiellen Anpassung, die eine Lebensdauer von 1,5 ± 0,2 ps ergibt.
Aus den Ergebnissen in Abb. 2 bis 4 ergibt sich folgendes mikroskopisches Bild des ultraschnellen Ladungstransfers in der WS₂/Graphen-Heterostruktur (Abb. 5). Die Photoanregung der WS₂/Graphen-Heterostruktur bei 2 eV führt überwiegend zur Besetzung des A-Exzitons in WS₂ (Abb. 5A). Zusätzliche elektronische Anregungen über den Dirac-Punkt in Graphen sowie zwischen den Bändern von WS₂ und Graphen sind energetisch möglich, jedoch deutlich weniger effizient. Die photoangeregten Löcher im Valenzband von WS₂ werden durch Elektronen aus dem π-Band des Graphens innerhalb eines Zeitraums aufgefüllt, der kurz im Vergleich zu unserer zeitlichen Auflösung ist (Abb. 5A). Die photoangeregten Elektronen im Leitungsband von WS₂ haben eine Lebensdauer von ca. 1 ps (Abb. 5B). Die Auffüllung der Löcher im π-Band des Graphens dauert jedoch ca. 2 ps (Abb. 5B). Dies deutet darauf hin, dass neben dem direkten Elektronentransfer zwischen dem Leitungsband von WS2 und dem π-Band von Graphen zusätzliche Relaxationswege – möglicherweise über Defektzustände (26) – berücksichtigt werden müssen, um die gesamte Dynamik zu verstehen.
(A) Die Photoanregung des WS₂-A-Exzitons bei 2 eV in Resonanz injiziert Elektronen in das Leitungsband von WS₂. Die entsprechenden Löcher im Valenzband von WS₂ werden sofort durch Elektronen aus dem π-Band des Graphens aufgefüllt. (B) Die photoangeregten Ladungsträger im Leitungsband von WS₂ haben eine Lebensdauer von ca. 1 ps. Die Löcher im π-Band des Graphens haben eine Lebensdauer von ca. 2 ps, was die Bedeutung zusätzlicher Streukanäle (gestrichelte Pfeile) verdeutlicht. Schwarze gestrichelte Linien in (A) und (B) zeigen Bandverschiebungen und Änderungen des chemischen Potenzials an. (C) Im transienten Zustand ist die WS₂-Schicht negativ, die Graphenschicht hingegen positiv geladen. Bei spinselektiver Anregung mit zirkular polarisiertem Licht weisen die photoangeregten Elektronen in WS₂ und die entsprechenden Löcher im Graphen erwartungsgemäß entgegengesetzte Spinpolarisation auf.
Im Übergangszustand befinden sich die photoangeregten Elektronen im Leitungsband von WS₂, während die photoangeregten Löcher im π-Band von Graphen lokalisiert sind (Abb. 5C). Dies bedeutet, dass die WS₂-Schicht negativ und die Graphenschicht positiv geladen ist. Dies erklärt die Verschiebungen der Übergangspeaks (Abb. 2), die Asymmetrie des Graphen-Pump-Probe-Signals (Kurven 2 und 3 in Abb. 3), das Fehlen von Löchern im Valenzband von WS₂ (Kurve 4 in Abb. 3) sowie die zusätzlichen Löcher im π-Band von Graphen (Abb. 4). Die Lebensdauer dieses ladungsgetrennten Zustands beträgt etwa 1 ps (Kurve 1 in Abb. 3).
Ähnliche ladungsgetrennte Übergangszustände wurden in verwandten Van-der-Waals-Heterostrukturen beobachtet, die aus zwei Halbleitern mit direkter Bandlücke, Typ-II-Bandanordnung und gestaffelter Bandlücke bestehen (27–32). Nach der Photoanregung bewegten sich die Elektronen und Löcher rasch zum unteren Rand des Leitungsbandes bzw. zum oberen Rand des Valenzbandes, die sich in unterschiedlichen Schichten der Heterostruktur befinden (27–32).
Im Fall unserer WS₂/Graphen-Heterostruktur befindet sich der energetisch günstigste Ort für Elektronen und Löcher am Fermi-Niveau der metallischen Graphenschicht. Daher wäre zu erwarten, dass sowohl Elektronen als auch Löcher schnell in das π-Band des Graphens transferiert werden. Unsere Messungen zeigen jedoch deutlich, dass der Lochtransfer (< 200 fs) wesentlich effizienter ist als der Elektronentransfer (∼ 1 ps). Wir führen dies auf die relative energetische Ausrichtung der WS₂- und Graphenbänder zurück, wie in Abb. 1A dargestellt. Diese bietet eine größere Anzahl verfügbarer Endzustände für den Lochtransfer im Vergleich zum Elektronentransfer, wie kürzlich von [14, 15] vorhergesagt. Unter der Annahme einer WS₂-Bandlücke von ∼ 2 eV liegen der Dirac-Punkt und das chemische Gleichgewichtspotential des Graphens etwa 0,5 bzw. 0,2 eV oberhalb der Mitte der WS₂-Bandlücke, wodurch die Elektron-Loch-Symmetrie gebrochen wird. Wir stellen fest, dass die Anzahl der verfügbaren Endzustände für den Lochtransfer etwa 6 Mal größer ist als für den Elektronentransfer (siehe die ergänzenden Materialien), weshalb zu erwarten ist, dass der Lochtransfer schneller abläuft als der Elektronentransfer.
Ein vollständiges mikroskopisches Bild des beobachteten ultraschnellen asymmetrischen Ladungstransfers sollte jedoch auch die Überlappung der Orbitale, die die A-Exziton-Wellenfunktion in WS₂ bzw. das π-Band von Graphen bilden, berücksichtigen. Ebenso wichtig sind verschiedene Elektron-Elektron- und Elektron-Phonon-Streukanäle unter Berücksichtigung der durch Impuls-, Energie-, Spin- und Pseudospin-Erhaltung auferlegten Einschränkungen, der Einfluss von Plasmaoszillationen (33) sowie die Rolle einer möglichen displaziven Anregung kohärenter Phononenoszillationen, die den Ladungstransfer vermitteln könnten (34, 35). Darüber hinaus stellt sich die Frage, ob der beobachtete Ladungstransferzustand aus Ladungstransfer-Exzitonen oder freien Elektron-Loch-Paaren besteht (siehe die ergänzenden Informationen). Um diese Fragen zu klären, sind weitere theoretische Untersuchungen erforderlich, die über den Rahmen dieser Arbeit hinausgehen.
Zusammenfassend haben wir tr-ARPES zur Untersuchung des ultraschnellen Ladungstransfers zwischen Schichten in einer epitaxialen WS₂/Graphen-Heterostruktur eingesetzt. Wir fanden heraus, dass bei Anregung in Resonanz mit dem A-Exziton von WS₂ bei 2 eV die photoangeregten Löcher schnell in die Graphenschicht transferiert werden, während die photoangeregten Elektronen in der WS₂-Schicht verbleiben. Dies führen wir darauf zurück, dass die Anzahl der verfügbaren Endzustände für den Lochtransfer größer ist als für den Elektronentransfer. Die Lebensdauer des ladungsgetrennten transienten Zustands betrug etwa 1 ps. In Kombination mit spinselektiver optischer Anregung mittels zirkular polarisiertem Licht (22–25) könnte der beobachtete ultraschnelle Ladungstransfer von einem Spintransfer begleitet sein. In diesem Fall könnte die untersuchte WS₂/Graphen-Heterostruktur für eine effiziente optische Spin-Injektion in Graphen genutzt werden, was zu neuartigen optospintronischen Bauelementen führen könnte.
Die Graphenproben wurden auf kommerziellen 6H-SiC(0001)-Halbleiterwafern der Firma SiCrystal GmbH hergestellt. Die N-dotierten Wafer waren achsenparallel mit einer Fehlausrichtung von unter 0,5°. Das SiC-Substrat wurde mit Wasserstoff geätzt, um Kratzer zu entfernen und regelmäßige, ebene Terrassen zu erhalten. Die saubere und atomar ebene, Si-terminierte Oberfläche wurde anschließend durch Tempern der Probe in Ar-Atmosphäre bei 1300 °C für 8 min graphitisiert (36). Dadurch erhielten wir eine einzelne Kohlenstoffschicht, in der jedes dritte Kohlenstoffatom eine kovalente Bindung zum SiC-Substrat einging (37). Diese Schicht wurde dann durch Wasserstoffinterkalation in vollständig sp²-hybridisiertes, quasi-freistehendes, lochdotiertes Graphen umgewandelt (38). Diese Proben werden als Graphen/H-SiC(0001) bezeichnet. Der gesamte Prozess wurde in einer kommerziellen Black Magic-Wachstumskammer von Aixtron durchgeführt. Das WS₂-Wachstum erfolgte in einem Standard-Heißwandreaktor mittels Niederdruck-CVD (39, 40) unter Verwendung von WO₃- und S-Pulvern im Massenverhältnis 1:100 als Vorläufer. Die Temperaturen der WO₃- und S-Pulver betrugen 900 °C bzw. 200 °C. Das WO₃-Pulver befand sich in unmittelbarer Nähe des Substrats. Argon diente als Trägergas mit einem Fluss von 8 sccm. Der Druck im Reaktor wurde auf 0,5 mbar gehalten. Die Proben wurden mittels Sekundärelektronenmikroskopie, Rasterkraftmikroskopie, Raman- und Photolumineszenzspektroskopie sowie Niederenergie-Elektronenbeugung charakterisiert. Diese Messungen zeigten zwei unterschiedliche WS₂-Einkristallbereiche, in denen entweder die ΓK- oder die ΓK'-Richtung parallel zur ΓK-Richtung der Graphenschicht ausgerichtet ist. Die Domänenseitenlängen variierten zwischen 300 und 700 nm, und die Gesamt-WS2-Bedeckung wurde auf ca. 40 % geschätzt, was für die ARPES-Analyse geeignet ist.
Die statischen ARPES-Experimente wurden mit einem Halbkugelanalysator (SPECS PHOIBOS 150) und einem CCD-Detektor-System zur zweidimensionalen Detektion von Elektronenenergie und -impuls durchgeführt. Für alle Photoemissionsmessungen wurde unpolarisierte, monochromatische He Iα-Strahlung (21,2 eV) einer Helium-Hochflussquelle (VG Scienta VUV5000) verwendet. Die Energie- und Winkelauflösung unserer Experimente lag bei unter 30 meV bzw. 0,3° (entsprechend 0,01 Å⁻¹). Alle Experimente wurden bei Raumtemperatur durchgeführt. ARPES ist eine extrem oberflächensensitive Technik. Um Photoelektronen sowohl aus der WS₂- als auch aus der Graphenschicht zu emittieren, wurden Proben mit einer unvollständigen WS₂-Bedeckung von ca. 40 % verwendet.
Der tr-ARPES-Aufbau basierte auf einem 1-kHz-Titan:Saphir-Verstärker (Coherent Legend Elite Duo). Zur Erzeugung hoher Harmonischer in Argon wurde eine Ausgangsleistung von 2 mJ verwendet. Das resultierende extreme ultraviolette Licht durchlief einen Gittermonochromator, der 100-fs-Messimpulse mit einer Photonenenergie von 26 eV erzeugte. 8 mJ der Verstärkerausgangsleistung wurden in einen optischen parametrischen Verstärker (HE-TOPAS von Light Conversion) eingespeist. Der Signalstrahl mit einer Photonenenergie von 1 eV wurde in einem Beta-Barium-Borat-Kristall frequenzverdoppelt, um die 2-eV-Pumpimpulse zu erhalten. Die tr-ARPES-Messungen wurden mit einem Halbkugelanalysator (SPECS PHOIBOS 100) durchgeführt. Die Gesamtenergie- und Zeitauflösung betrug 240 meV bzw. 200 fs.
Ergänzendes Material zu diesem Artikel finden Sie unter http://advances.sciencemag.org/cgi/content/full/6/20/eaay0761/DC1
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Wir zeigen eine ultraschnelle Ladungstrennung in einer WS2/Graphen-Heterostruktur auf, die möglicherweise die optische Spin-Injektion in Graphen ermöglicht.
© 2020 American Association for the Advancement of Science. Alle Rechte vorbehalten. AAAS ist Partner von HINARI, AGORA, OARE, CHORUS, CLOCKSS, CrossRef und COUNTER.Science Advances ISSN 2375-2548.
Veröffentlichungsdatum: 25. Mai 2020