Wir nutzen zeit- und winkelaufgelöste Photoemissionsspektroskopie (tr-ARPES), um ultraschnellen Ladungstransfer in einer epitaktischen Heterostruktur aus Monoschicht WS2 und Graphen zu untersuchen. Diese Heterostruktur kombiniert die Vorteile eines Halbleiters mit direkter Bandlücke mit starker Spin-Bahn-Kopplung und starker Licht-Materie-Wechselwirkung mit denen eines Halbmetalls, das masselose Ladungsträger mit extrem hoher Mobilität und langer Spin-Lebensdauer beherbergt. Wir stellen fest, dass nach Photoanregung bei Resonanz zum A-Exziton in WS2 die photoangeregten Löcher schnell in die Graphenschicht übertragen werden, während die photoangeregten Elektronen in der WS2-Schicht verbleiben. Es wurde festgestellt, dass der resultierende ladungsgetrennte Übergangszustand eine Lebensdauer von etwa 1 ps hat. Wir führen unsere Ergebnisse auf Unterschiede im Streuphasenraum zurück, die durch die relative Ausrichtung von WS2- und Graphenbändern verursacht werden, wie durch hochauflösendes ARPES festgestellt. In Kombination mit spinselektiver optischer Anregung könnte die untersuchte WS2/Graphen-Heterostruktur eine Plattform für eine effiziente optische Spininjektion in Graphen bieten.
Die Verfügbarkeit vieler verschiedener zweidimensionaler Materialien hat die Möglichkeit eröffnet, neuartige, letztendlich dünne Heterostrukturen mit völlig neuen Funktionalitäten zu schaffen, die auf maßgeschneiderter dielektrischer Abschirmung und verschiedenen durch Nähe induzierten Effekten basieren (1–3). Es wurden Proof-of-Principle-Geräte für zukünftige Anwendungen im Bereich der Elektronik und Optoelektronik realisiert (4–6).
Hier konzentrieren wir uns auf epitaktische Van-der-Waals-Heterostrukturen, die aus einer Monoschicht WS2, einem Halbleiter mit direkter Lücke mit starker Spin-Bahn-Kopplung und einer beträchtlichen Spinaufspaltung der Bandstruktur aufgrund gebrochener Inversionssymmetrie (7), und Monoschicht Graphen, einem Halbmetall, bestehen mit konischer Bandstruktur und extrem hoher Ladungsträgermobilität (8), gewachsen auf wasserstoffterminiertem SiC(0001). Erste Hinweise auf ultraschnellen Ladungstransfer (9–15) und proximity-induzierte Spin-Bahn-Kopplungseffekte (16–18) machen WS2/Graphen und ähnliche Heterostrukturen zu vielversprechenden Kandidaten für zukünftige optoelektronische (19) und optospintronische (20) Anwendungen.
Unser Ziel war es, die Relaxationswege photogenerierter Elektron-Loch-Paare in WS2/Graphen mithilfe zeit- und winkelaufgelöster Photoemissionsspektroskopie (tr-ARPES) aufzudecken. Zu diesem Zweck regen wir die Heterostruktur mit 2-eV-Pumpimpulsen an, die in Resonanz zum A-Exziton in WS2 (21, 12) stehen, und stoßen Photoelektronen mit einem zweiten zeitverzögerten Sondenimpuls mit 26-eV-Photonenenergie aus. Wir bestimmen die kinetische Energie und den Emissionswinkel der Photoelektronen mit einem halbkugelförmigen Analysator als Funktion der Pump-Probe-Verzögerung, um Zugang zur impuls-, energie- und zeitaufgelösten Ladungsträgerdynamik zu erhalten. Die Energie- und Zeitauflösung beträgt 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 Techniken in ähnlichen manuell zusammengesetzten Heterostrukturen mit willkürlicher azimutaler Ausrichtung der Schichten basieren (9–15). Darüber hinaus zeigen wir, dass dieser Ladungstransfer stark asymmetrisch ist. Unsere Messungen zeigen einen bisher nicht beobachteten ladungsgetrennten Übergangszustand mit photoangeregten Elektronen und Löchern in der WS2- bzw. Graphenschicht, der etwa 1 ps lang anhält. Wir interpretieren unsere Ergebnisse im Hinblick auf Unterschiede im Streuphasenraum für den Elektronen- und Lochtransfer, die durch die relative Ausrichtung von WS2- und Graphenbändern verursacht werden, wie durch hochauflösendes ARPES ermittelt. In Kombination mit spin- und talselektiver optischer Anregung (22–25) könnten WS2/Graphen-Heterostrukturen eine neue Plattform für die effiziente ultraschnelle optische Spininjektion in Graphen bieten.
Abbildung 1A zeigt eine hochauflösende ARPES-Messung, die mit einer Heliumlampe der Bandstruktur entlang der ΓK-Richtung der epitaktischen WS2/Graphen-Heterostruktur erhalten wurde. Der Dirac-Kegel ist lochdotiert, wobei der Dirac-Punkt etwa 0,3 eV über dem chemischen Gleichgewichtspotential liegt. Es wurde festgestellt, dass die Spitze des spingespaltenen WS2-Valenzbandes etwa 1,2 eV unter dem chemischen Gleichgewichtspotential liegt.
(A) Gleichgewichtsphotostrom, gemessen entlang der ΓK-Richtung mit einer unpolarisierten Heliumlampe. (B) Photostrom für negative Pump-Probe-Verzögerung, gemessen mit p-polarisierten extremen Ultraviolettpulsen bei 26 eV Photonenenergie. Gestrichelte graue und rote Linien markieren die Position der Linienprofile, die zum Extrahieren der vorübergehenden Peakpositionen in Abb. 2 verwendet wurden. (C) Pumpinduzierte Änderungen des Photostroms 200 fs nach Photoanregung bei einer Pumpphotonenenergie von 2 eV mit einer Pumpfluenz von 2 mJ/cm2. Gewinn und Verlust von Photoelektronen werden in Rot bzw. Blau dargestellt. Die Kästchen geben den Integrationsbereich für die in Abb. 3 dargestellten Pump-Probe-Spuren an.
Abbildung 1B zeigt einen tr-ARPES-Schnappschuss der Bandstruktur in der Nähe der WS2- und Graphen-K-Punkte, gemessen mit 100-fs-extremen Ultraviolettpulsen bei 26 eV Photonenenergie bei negativer Pump-Probe-Verzögerung vor dem Eintreffen des Pumppulses. Hier wird die Spinaufspaltung aufgrund der Probenverschlechterung und des Vorhandenseins des 2-eV-Pumpimpulses, der eine Raumladungsverbreiterung der Spektralmerkmale verursacht, nicht aufgelöst. Abbildung 1C zeigt die pumpinduzierten Änderungen des Photostroms im Vergleich zu Abb. 1B bei einer Pump-Probe-Verzögerung von 200 fs, bei der das Pump-Probe-Signal sein Maximum erreicht. Rote und blaue Farben zeigen den Gewinn bzw. Verlust von Photoelektronen an.
Um diese reichhaltige Dynamik detaillierter 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 Zusatzmaterialien ausführlich erläutert. 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 verschiebt (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 vorübergehende Aufladung der beiden Schichten, bei der zusätzliche positive (negative) Ladung die Bindungsenergie der elektronischen Zustände erhöht (erniedrigt). Beachten Sie, dass die Hochverschiebung des WS2-Valenzbandes für das deutliche Pump-Probe-Signal in dem durch das schwarze Kästchen in Abb. 1C markierten Bereich verantwortlich ist.
Änderung der Peakposition des WS2-Valenzbandes (A) und des Graphen-π-Bandes (B) als Funktion der Pump-Probe-Verzögerung zusammen mit exponentiellen Anpassungen (dicke Linien). Die Lebensdauer der WS2-Verschiebung in (A) beträgt 1,2 ± 0,1 ps. Die Lebensdauer der Graphenverschiebung in (B) beträgt 1,7 ± 0,3 ps.
Als nächstes integrieren wir das Pump-Probe-Signal über die durch die farbigen Kästchen in Abb. 1C angezeigten Bereiche und zeichnen die resultierenden Zählungen als Funktion der Pump-Probe-Verzögerung in Abb. 3 auf. Kurve 1 in Abb. 3 zeigt die Dynamik des photoangeregte Ladungsträger nahe der Unterseite des Leitungsbandes der WS2-Schicht mit einer Lebensdauer von 1,1 ± 0,1 ps, erhalten aus einer exponentiellen Anpassung an die Daten (siehe ergänzende Materialien).
Pump-Probe-Spuren als Funktion der Verzögerung, erhalten durch Integration des Photostroms über den durch die Kästchen in Abb. 1C angegebenen Bereich. Die dicken Linien sind exponentielle Anpassungen an die Daten. Kurve (1) Transiente Trägerpopulation im Leitungsband von WS2. Kurve (2) Pump-Probe-Signal des π-Bandes von Graphen über dem chemischen Gleichgewichtspotential. 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 (Gewinn) und ∼2 ps (Verlust) in (2) und 1,8 ± 0,2 ps in (3).
In den Kurven 2 und 3 von Abb. 3 zeigen wir das Pump-Probe-Signal des Graphen-π-Bandes. Wir stellen fest, dass der Elektronengewinn oberhalb des chemischen Gleichgewichtspotentials (Kurve 2 in Abb. 3) eine viel kürzere Lebensdauer (180 ± 20 fs) hat als der Elektronenverlust unterhalb des chemischen Gleichgewichtspotentials (1,8 ± 0,2 ps in Kurve 3). Abb. 3). Darüber hinaus wurde festgestellt, dass die anfängliche Verstärkung des Photostroms in Kurve 2 von Abb. 3 bei t = 400 fs mit einer Lebensdauer von ca. 2 ps in einen Verlust umschlägt. Es wurde festgestellt, dass die Asymmetrie zwischen Verstärkung und Verlust im Pump-Probe-Signal von unbedecktem Monoschicht-Graphen fehlt (siehe Abb. S5 in den Zusatzmaterialien), was darauf hindeutet, dass die Asymmetrie eine Folge der Zwischenschichtkopplung in der WS2/Graphen-Heterostruktur ist. Die Beobachtung eines kurzlebigen Gewinns und eines langlebigen Verlusts oberhalb bzw. unterhalb des chemischen Gleichgewichtspotentials weist darauf hin, dass Elektronen bei der Photoanregung der Heterostruktur effizient aus der Graphenschicht entfernt werden. Dadurch wird die Graphenschicht positiv geladen, was mit dem Anstieg der Bindungsenergie des π-Bandes in Abb. 2B übereinstimmt. Die Herunterverschiebung des π-Bandes entfernt den hochenergetischen Schwanz der Fermi-Dirac-Gleichgewichtsverteilung oberhalb des chemischen Gleichgewichtspotentials, was teilweise den Vorzeichenwechsel des Pump-Probe-Signals in Kurve 2 von Abb. 3 erklärt. Wir werden zeigen unten, dass dieser Effekt durch den vorübergehenden Verlust von Elektronen im π-Band noch verstärkt wird.
Dieses Szenario wird durch das Netto-Pump-Probe-Signal des WS2-Valenzbands in Kurve 4 von Abb. 3 gestützt. Diese Daten wurden durch Integration der Zählungen über den Bereich erhalten, der durch die Blackbox in Abb. 1B angegeben ist, die die von der Photoemission emittierten Elektronen einfängt das Valenzband bei allen Pump-Probe-Verzögerungen. Innerhalb der experimentellen Fehlerbalken finden wir keinen Hinweis auf das Vorhandensein von Löchern im Valenzband von WS2 für irgendeine Pump-Probe-Verzögerung. Dies deutet darauf hin, dass diese Löcher nach der Photoanregung schnell wieder aufgefüllt werden, und zwar innerhalb einer Zeitskala, die im Vergleich zu unserer zeitlichen Auflösung kurz ist.
Um einen endgültigen Beweis für unsere Hypothese einer ultraschnellen Ladungstrennung in der WS2/Graphen-Heterostruktur zu liefern, bestimmen wir die Anzahl der auf die Graphenschicht übertragenen Löcher, wie in den Zusatzmaterialien ausführlich beschrieben. Kurz gesagt, die transiente elektronische Verteilung des π-Bandes wurde an eine Fermi-Dirac-Verteilung angepasst. Aus den resultierenden Werten für das transiente chemische Potential und die elektronische Temperatur wurde dann die Anzahl der Löcher berechnet. Das Ergebnis ist in Abb. 4 dargestellt. Wir stellen fest, dass eine Gesamtzahl von ∼5 × 1012 Löchern/cm2 von WS2 auf Graphen übertragen wird, mit einer exponentiellen Lebensdauer von 1,5 ± 0,2 ps.
Änderung der Anzahl der Löcher im π-Band als Funktion der Pump-Probe-Verzögerung zusammen mit der exponentiellen Anpassung, was eine Lebensdauer von 1,5 ± 0,2 ps ergibt.
Aus den Erkenntnissen in Abb. Aus den Abbildungen 2 bis 4 ergibt sich das folgende mikroskopische Bild für den ultraschnellen Ladungstransfer in der WS2/Graphen-Heterostruktur (Abb. 5). Die Photoanregung der WS2/Graphen-Heterostruktur bei 2 eV bevölkert überwiegend das A-Exziton in WS2 (Abb. 5A). Zusätzliche elektronische Anregungen über den Dirac-Punkt in Graphen sowie zwischen WS2- und Graphenbändern sind energetisch möglich, aber deutlich weniger effizient. Die photoangeregten Löcher im Valenzband von WS2 werden durch Elektronen aus dem Graphen-π-Band in einer im Vergleich zu unserer zeitlichen Auflösung kurzen Zeitskala wieder aufgefüllt (Abb. 5A). Die photoangeregten Elektronen im Leitungsband von WS2 haben eine Lebensdauer von ca. 1 ps (Abb. 5B). Es dauert jedoch etwa 2 ps, um die Löcher im Graphen-π-Band wieder aufzufüllen (Abb. 5B). Dies weist darauf hin, dass neben dem direkten Elektronentransfer zwischen dem WS2-Leitungsband und dem Graphen-π-Band zusätzliche Relaxationswege – möglicherweise über Defektzustände (26) – berücksichtigt werden müssen, um die vollständige Dynamik zu verstehen.
(A) Photoanregung bei Resonanz zum WS2-A-Exziton bei 2 eV injiziert Elektronen in das Leitungsband von WS2. Die entsprechenden Löcher im Valenzband von WS2 werden sofort durch Elektronen aus dem Graphen-π-Band wieder aufgefüllt. (B) Die photoangeregten Träger im Leitungsband von WS2 haben eine Lebensdauer von ∼1 ps. Die Löcher im Graphen-π-Band leben etwa 2 ps lang, was auf die Bedeutung zusätzlicher Streukanäle hinweist, die durch gestrichelte Pfeile angezeigt werden. Schwarze gestrichelte Linien in (A) und (B) zeigen Bandverschiebungen und Änderungen im chemischen Potential an. (C) Im Übergangszustand ist die WS2-Schicht negativ geladen, während die Graphenschicht positiv geladen ist. Bei spinselektiver Anregung mit zirkular polarisiertem Licht wird erwartet, dass die photoangeregten Elektronen in WS2 und die entsprechenden Löcher im Graphen eine entgegengesetzte Spinpolarisation aufweisen.
Im Übergangszustand befinden sich die photoangeregten Elektronen im Leitungsband von WS2, während sich die photoangeregten Löcher im π-Band von Graphen befinden (Abb. 5C). Dies bedeutet, dass die WS2-Schicht negativ geladen ist und die Graphenschicht positiv geladen ist. Dies erklärt die vorübergehenden Peakverschiebungen (Abb. 2), die Asymmetrie des Graphen-Pump-Probe-Signals (Kurven 2 und 3 in Abb. 3) und das Fehlen von Löchern im Valenzband von WS2 (Kurve 4 in Abb. 3). sowie die zusätzlichen Löcher im Graphen-π-Band (Abb. 4). Die Lebensdauer dieses ladungsgetrennten Zustands beträgt ∼1 ps (Kurve 1 Abb. 3).
Ähnliche ladungsgetrennte Übergangszustände wurden in verwandten Van-der-Waals-Heterostrukturen beobachtet, die aus zwei Halbleitern mit direkter Bandlücke, Typ-II-Bandausrichtung und gestaffelter Bandlücke bestehen (27–32). Es wurde festgestellt, dass sich die Elektronen und Löcher nach der Photoanregung schnell zum unteren Ende des Leitungsbandes bzw. zum oberen Ende des Valenzbandes bewegen, die sich in verschiedenen Schichten der Heterostruktur befinden (27–32).
Im Fall unserer WS2/Graphen-Heterostruktur liegt der energetisch günstigste Ort sowohl für Elektronen als auch für Löcher auf dem Fermi-Niveau in der metallischen Graphenschicht. Daher würde man erwarten, dass sowohl Elektronen als auch Löcher schnell in das Graphen-π-Band übertragen werden. Unsere Messungen zeigen jedoch deutlich, dass der Lochtransfer (<200 fs) viel effizienter ist als der Elektronentransfer (∼1 ps). Wir führen dies auf die relative energetische Ausrichtung der WS2- und Graphenbänder zurück, wie in Abb. 1A gezeigt, die eine größere Anzahl verfügbarer Endzustände für den Lochtransfer bietet als der kürzlich von (14, 15) erwartete Elektronentransfer. Im vorliegenden Fall liegen unter der Annahme einer WS2-Bandlücke von ∼2 eV der Graphen-Dirac-Punkt und das chemische Gleichgewichtspotential ∼0,5 bzw. ∼0,2 eV über 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 sechsmal größer ist als für den Elektronentransfer (siehe ergänzende Materialien), weshalb erwartet wird, dass der Lochtransfer schneller ist als der Elektronentransfer.
Ein vollständiges mikroskopisches Bild des beobachteten ultraschnellen asymmetrischen Ladungstransfers sollte jedoch auch die Überlappung zwischen den Orbitalen, die die A-Exzitonenwellenfunktion in WS2 und das Graphen-π-Band bilden, sowie unterschiedliche Elektron-Elektron- und Elektron-Phonon-Streuungen berücksichtigen Kanäle einschließlich der durch Impuls-, Energie-, Spin- und Pseudospin-Erhaltung auferlegten Einschränkungen, den Einfluss von Plasmaoszillationen (33) sowie die Rolle einer möglichen Verschiebungsanregung von Kohärenz Phononenschwingungen, die den Ladungstransfer vermitteln könnten (34, 35). Man könnte auch spekulieren, ob der beobachtete Ladungstransferzustand aus Ladungstransfer-Exzitonen oder freien Elektron-Loch-Paaren besteht (siehe die ergänzenden Materialien). Zur Klärung dieser Fragen sind weitere theoretische Untersuchungen erforderlich, die über den Rahmen der vorliegenden Arbeit hinausgehen.
Zusammenfassend haben wir tr-ARPES verwendet, um den ultraschnellen Ladungstransfer zwischen Schichten in einer epitaktischen WS2/Graphen-Heterostruktur zu untersuchen. Wir fanden heraus, dass die photoangeregten Löcher bei Resonanzanregung zum A-Exziton von WS2 bei 2 eV schnell in die Graphenschicht übertragen werden, während die photoangeregten Elektronen in der WS2-Schicht verbleiben. Wir führten dies auf die Tatsache zurück, dass die Anzahl der verfügbaren Endzustände für den Lochtransfer größer ist als für den Elektronentransfer. Es wurde festgestellt, dass die Lebensdauer des ladungsgetrennten Übergangszustands etwa 1 ps beträgt. In Kombination mit spinselektiver optischer Anregung mit 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 Spininjektion in Graphen verwendet werden, was zu neuartigen optospintronischen Geräten führen würde.
Die Graphenproben wurden auf kommerziellen halbleitenden 6H-SiC(0001)-Wafern der SiCrystal GmbH gezüchtet. Die N-dotierten Wafer waren auf der Achse und hatten einen Fehlschnitt von weniger als 0,5°. Das SiC-Substrat wurde wasserstoffgeätzt, um Kratzer zu entfernen und regelmäßige flache Terrassen zu erhalten. Die saubere und atomar flache Si-terminierte Oberfläche wurde dann durch 8-minütiges Glühen der Probe in einer Ar-Atmosphäre bei 1300 °C graphitiert (36). Auf diese Weise 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, mit Löchern dotiertes 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 wurde in einem Standard-Heißwandreaktor durch chemische Niederdruck-Gasphasenabscheidung (39, 40) unter Verwendung von WO3- und S-Pulvern mit einem Massenverhältnis von 1:100 als Vorläufer durchgeführt. Die WO3- und S-Pulver wurden bei 900 bzw. 200 °C gehalten. Das WO3-Pulver wurde nahe am Substrat platziert. Als Trägergas wurde Argon mit einem Durchfluss von 8 sccm verwendet. Der Druck im Reaktor wurde auf 0,5 mbar gehalten. Die Proben wurden mit Sekundärelektronenmikroskopie, Rasterkraftmikroskopie, Raman- und Photolumineszenzspektroskopie sowie Niederenergieelektronenbeugung charakterisiert. Diese Messungen ergaben zwei verschiedene einkristalline WS2-Domänen, bei denen entweder die ΓK- oder die ΓK'-Richtung mit der ΓK-Richtung der Graphenschicht ausgerichtet ist. Die Seitenlängen der Domänen variierten zwischen 300 und 700 nm, und die gesamte WS2-Abdeckung betrug ungefähr 40 %, was für die ARPES-Analyse geeignet ist.
Die statischen ARPES-Experimente wurden mit einem halbkugelförmigen Analysator (SPECS PHOIBOS 150) unter Verwendung eines ladungsgekoppelten Gerät-Detektor-Systems zur zweidimensionalen Erfassung von Elektronenenergie und -impuls durchgeführt. Für alle Photoemissionsexperimente wurde unpolarisierte, monochromatische He Iα-Strahlung (21,2 eV) einer He-Entladungsquelle mit hohem Fluss (VG Scienta VUV5000) verwendet. Die Energie- und Winkelauflösung in unseren Experimenten war besser als 30 meV bzw. 0,3° (entsprechend 0,01 Å−1). Alle Experimente wurden bei Raumtemperatur durchgeführt. ARPES ist eine äußerst oberflächenempfindliche Technik. Um Photoelektronen sowohl aus der WS2- als auch der Graphenschicht auszustoßen, wurden Proben mit einer unvollständigen WS2-Bedeckung von etwa 40 % verwendet.
Das tr-ARPES-Setup basierte auf einem 1-kHz-Titan:Saphir-Verstärker (Coherent Legend Elite Duo). 2 mJ Ausgangsleistung wurden für die Erzeugung hoher Harmonischer in Argon verwendet. Das resultierende extrem ultraviolette Licht passierte einen Gittermonochromator und erzeugte 100-fs-Sondenimpulse mit einer Photonenenergie von 26 eV. 8 mJ Verstärkerausgangsleistung wurden an einen optisch parametrischen Verstärker (HE-TOPAS von Light Conversion) gesendet. Der Signalstrahl mit einer Photonenenergie von 1 eV wurde in einem Beta-Bariumboratkristall frequenzverdoppelt, um die Pumpimpulse von 2 eV zu erhalten. Die tr-ARPES-Messungen wurden mit einem halbkugelförmigen Analysegerät (SPECS PHOIBOS 100) durchgeführt. Die Gesamtenergie- und Zeitauflösung betrug 240 meV bzw. 200 fs.
Ergänzendes Material zu diesem Artikel ist unter http://advances.sciencemag.org/cgi/content/full/6/20/eaay0761/DC1 verfügbar
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Wir zeigen eine ultraschnelle Ladungstrennung in einer WS2/Graphen-Heterostruktur, die möglicherweise eine optische Spininjektion in Graphen ermöglicht.
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Wir zeigen eine ultraschnelle Ladungstrennung in einer WS2/Graphen-Heterostruktur, die möglicherweise eine optische Spininjektion 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.
Zeitpunkt der Veröffentlichung: 25. Mai 2020