Wykorzystujemy spektroskopię fotoemisyjną z rozdzielczością czasową i kątową (tr-ARPES) do badania ultraszybkiego transferu ładunku w heterostrukturze epitaksjalnej wykonanej z monowarstwy WS2 i grafenu. Ta heterostruktura łączy zalety półprzewodnika z bezpośrednią szczeliną z silnym sprzężeniem spin-orbita i silną interakcją z materią lekką z zaletami półmetalu zawierającego bezmasowe nośniki o wyjątkowo wysokiej mobilności i długim czasie życia spinu. Odkryliśmy, że po fotowzbudzeniu w rezonansie z ekscytonem A w WS2, fotowzbudzone dziury szybko przenoszą się do warstwy grafenu, podczas gdy fotowzbudzone elektrony pozostają w warstwie WS2. Stwierdzono, że powstały stan przejściowy z oddzielonym ładunkiem ma czas życia ~1 ps. Nasze odkrycia przypisujemy różnicom w przestrzeni fazowej rozpraszania spowodowanym względnym wyrównaniem pasm WS2 i grafenu, co ujawnił ARPES o wysokiej rozdzielczości. W połączeniu ze wzbudzeniem optycznym selektywnym spinowo badana heterostruktura WS2/grafen może stanowić platformę do wydajnego wstrzykiwania spinu optycznego do grafenu.
Dostępność wielu różnych materiałów dwuwymiarowych otworzyła możliwość tworzenia nowatorskich, ostatecznie cienkich heterostruktur o zupełnie nowych funkcjonalnościach w oparciu o dostosowane ekranowanie dielektryczne i różne efekty indukowane bliskością (1–3). Zrealizowano prototypowe urządzenia do przyszłych zastosowań w elektronice i optoelektronice (4–6).
Tutaj skupiamy się na epitaksjalnych heterostrukturach van der Waalsa składających się z monowarstwy WS2, półprzewodnika z bezpośrednią szczeliną z silnym sprzężeniem spin-orbita i znacznym rozszczepieniem spinu struktury pasmowej z powodu złamanej symetrii inwersji (7) oraz jednowarstwowego grafenu, półmetalu o stożkowej strukturze pasmowej i wyjątkowo dużej ruchliwości nośnika (8), hodowanej na zakończonym wodorem SiC(0001). Pierwsze przesłanki dotyczące ultraszybkiego transferu ładunku (9–15) i wywołanych bliskością efektów sprzężenia spin-orbita (16–18) sprawiają, że WS2/grafen i podobne heterostruktury są obiecującymi kandydatami do przyszłych zastosowań optoelektronicznych (19) i optospintronicznych (20).
Postanowiliśmy odkryć ścieżki relaksacji fotogenerowanych par elektron-dziura w WS2/grafenie za pomocą spektroskopii fotoemisyjnej z rozdzielczością czasową i kątową (tr-ARPES). W tym celu wzbudzamy heterostrukturę impulsami pompy o energii 2 eV, rezonując z ekscytonem A w WS2 (21, 12) i wyrzucamy fotoelektrony drugim opóźnionym w czasie impulsem sondy o energii fotonów 26 eV. Określamy energię kinetyczną i kąt emisji fotoelektronów za pomocą analizatora półkulistego jako funkcję opóźnienia pompy-sondy, aby uzyskać dostęp do dynamiki nośnika zależnej od pędu, energii i czasu. Rozdzielczość energetyczna i czasowa wynoszą odpowiednio 240 meV i 200 fs.
Nasze wyniki dostarczają bezpośrednich dowodów na ultraszybki transfer ładunku pomiędzy epitaksjalnie ustawionymi warstwami, potwierdzając pierwsze wskazania oparte na technikach całkowicie optycznych w podobnych ręcznie składanych heterostrukturach z dowolnym azymutalnym ustawieniem warstw (9–15). Ponadto pokazujemy, że ten transfer ładunku jest wysoce asymetryczny. Nasze pomiary ujawniają wcześniej niezaobserwowany stan przejściowy z oddzielonym ładunkiem z fotowzbudzonymi elektronami i dziurami zlokalizowanymi odpowiednio w warstwie WS2 i grafenu, który utrzymuje się przez ~1 ps. Interpretujemy nasze ustalenia w kategoriach różnic w przestrzeni fazowej rozpraszania dla transferu elektronów i dziur spowodowanych względnym wyrównaniem pasm WS2 i grafenu, jak ujawniono za pomocą ARPES o wysokiej rozdzielczości. W połączeniu z selektywnym wzbudzeniem optycznym względem spinu i doliny (22–25) heterostruktury WS2/grafen mogą stanowić nową platformę do wydajnego ultraszybkiego optycznego wstrzykiwania spinu do grafenu.
Rysunek 1A przedstawia pomiar ARPES o wysokiej rozdzielczości uzyskany za pomocą lampy helowej struktury pasmowej wzdłuż kierunku ΓK epitaksjalnej heterostruktury WS2/grafen. Stwierdzono, że stożek Diraca jest domieszkowany dziurami, a punkt Diraca znajduje się około 0,3 eV powyżej równowagowego potencjału chemicznego. Stwierdzono, że górna część pasma walencyjnego WS2 z rozszczepieniem spinu znajduje się ~1,2 eV poniżej równowagowego potencjału chemicznego.
(A) Fotoprąd równowagowy mierzony wzdłuż kierunku ΓK za pomocą niespolaryzowanej lampy helowej. (B) Fotoprąd dla ujemnego opóźnienia pompy-sondy mierzonego za pomocą ekstremalnych impulsów ultrafioletowych spolaryzowanych p przy energii fotonów 26 eV. Przerywane szare i czerwone linie oznaczają położenie profili linii użytych do wyodrębnienia przejściowych pozycji pików na ryc. 2. (C) Zmiany fotoprądu wywołane pompą 200 fs po fotowzbudzeniu przy energii fotonów pompy 2 eV z fluencją pompy wynoszący 2 mJ/cm2. Zysk i strata fotoelektronów pokazano odpowiednio na czerwono i niebiesko. Pola wskazują obszar integracji śladów pompa-sonda pokazany na rys. 3.
Rysunek 1B przedstawia migawkę tr-ARPES struktury pasma w pobliżu punktów K WS2 i grafenu zmierzonych za pomocą impulsów ekstremalnego ultrafioletu o długości 100 fs przy energii fotonów 26 eV przy ujemnym opóźnieniu pompy-sondy przed nadejściem impulsu pompy. Tutaj rozszczepienie spinu nie zostało rozwiązane z powodu degradacji próbki i obecności impulsu pompy o wartości 2 eV, który powoduje poszerzenie cech widmowych ładunku przestrzennego. Rysunek 1C przedstawia wywołane przez pompę zmiany fotoprądu w porównaniu z rys. 1B przy opóźnieniu pompa-sonda wynoszącym 200 fs, gdy sygnał pompa-sonda osiąga maksimum. Kolory czerwony i niebieski wskazują odpowiednio przyrost i utratę fotoelektronów.
Aby bardziej szczegółowo przeanalizować tę bogatą dynamikę, najpierw określamy przejściowe pozycje pików pasma walencyjnego WS2 i pasma π grafenu wzdłuż linii przerywanych na ryc. 1B, jak wyjaśniono szczegółowo w materiałach uzupełniających. Stwierdzamy, że pasmo walencyjne WS2 przesuwa się w górę o 90 meV (ryc. 2A), a pasmo π grafenu przesuwa się w dół o 50 meV (ryc. 2B). Stwierdzono, że wykładniczy czas życia tych przesunięć wynosi 1,2 ± 0,1 ps dla pasma walencyjnego WS2 i 1,7 ± 0,3 ps dla pasma π grafenu. Te przesunięcia szczytowe stanowią pierwszy dowód przejściowego ładowania dwóch warstw, podczas którego dodatkowy ładunek dodatni (ujemny) zwiększa (zmniejsza) energię wiązania stanów elektronowych. Należy zauważyć, że przesunięcie w górę pasma walencyjnego WS2 jest odpowiedzialne za wyraźny sygnał pompy-sondy w obszarze oznaczonym czarną skrzynką na ryc. 1C.
Zmiana pozycji piku pasma walencyjnego WS2 (A) i pasma π grafenu (B) w funkcji opóźnienia pompy-sondy wraz z dopasowaniami wykładniczymi (grube linie). Żywotność przesunięcia WS2 w (A) wynosi 1,2 ± 0,1 ps. Czas życia przesunięcia grafenu w (B) wynosi 1,7 ± 0,3 ps.
Następnie integrujemy sygnał pompy-sondy w obszarach wskazanych kolorowymi ramkami na ryc. 1C i wykreślamy powstałe zliczenia jako funkcję opóźnienia pompy-sondy na rys. 3. Krzywa 1 na rys. 3 pokazuje dynamikę fotowzbudzone nośniki blisko dna pasma przewodnictwa warstwy WS2 o czasie życia 1,1 ± 0,1 ps uzyskanym z wykładniczego dopasowania do danych (patrz materiały uzupełniające).
Ślady pompy-sondy w funkcji opóźnienia uzyskane poprzez całkowanie fotoprądu na obszarze wskazanym przez ramki na rys. 1C. Grube linie oznaczają wykładnicze dopasowanie do danych. Krzywa (1) Przejściowa populacja nośnych w paśmie przewodnictwa WS2. Krzywa (2) Sygnał pompy-sondy pasma π grafenu powyżej równowagowego potencjału chemicznego. Krzywa (3) Sygnał pompy-sondy pasma π grafenu poniżej równowagowego potencjału chemicznego. Krzywa (4) Sygnał pompy-sondy netto w paśmie walencyjnym WS2. Stwierdzono, że czasy życia wynoszą 1,2 ± 0,1 ps w (1), 180 ± 20 fs (wzmocnienie) i ~2 ps (strata) w (2) oraz 1,8 ± 0,2 ps w (3).
Na krzywych 2 i 3 na ryc. 3 pokazujemy sygnał pompy-sondy pasma π grafenu. Stwierdzamy, że wzmocnienie elektronów powyżej równowagowego potencjału chemicznego (krzywa 2 na ryc. 3) ma znacznie krótszy czas życia (180 ± 20 fs) w porównaniu z utratą elektronów poniżej równowagowego potencjału chemicznego (1,8 ± 0,2 ps na krzywej 3 Ryc. 3). Co więcej, początkowe wzmocnienie fotoprądu na krzywej 2 na ryc. 3 zamienia się w stratę przy t = 400 fs i czasie życia ~2 ps. Stwierdzono, że asymetria między wzmocnieniem a stratą jest nieobecna w sygnale pompy-sondy odkrytego jednowarstwowego grafenu (patrz rys. S5 w materiałach uzupełniających), co wskazuje, że asymetria jest konsekwencją sprzężenia międzywarstwowego w heterostrukturze WS2/grafen. Obserwacja krótkotrwałego wzmocnienia i długotrwałej straty odpowiednio powyżej i poniżej równowagowego potencjału chemicznego wskazuje, że elektrony są skutecznie usuwane z warstwy grafenu po fotowzbudzeniu heterostruktury. W rezultacie warstwa grafenu zostaje naładowana dodatnio, co jest zgodne ze wzrostem energii wiązania pasma π zaobserwowanym na rys. 2B. Przesunięcie pasma π w dół powoduje usunięcie wysokoenergetycznego ogona równowagowego rozkładu Fermiego-Diraca znad równowagowego potencjału chemicznego, co częściowo wyjaśnia zmianę znaku sygnału pompy-sondy na krzywej 2 na rys. 3. Będziemy pokaż poniżej, że efekt ten jest dodatkowo wzmocniony przez przejściową utratę elektronów w paśmie π.
Scenariusz ten potwierdza sygnał netto pompy-sondy pasma walencyjnego WS2 na krzywej 4 na ryc. 3. Dane te uzyskano poprzez całkowanie zliczeń po obszarze określonym przez czarną skrzynkę na ryc. 1B, która wychwytuje elektrony fotoemitowane z pasmo walencyjne przy wszystkich opóźnieniach pompa-sonda. W eksperymentalnych słupkach błędów nie znajdujemy żadnych oznak obecności dziur w paśmie walencyjnym WS2 w przypadku jakiegokolwiek opóźnienia pompy-sondy. Oznacza to, że po fotowzbudzeniu dziury te są szybko ponownie wypełniane w skali czasu krótkiej w porównaniu z naszą rozdzielczością czasową.
Aby zapewnić ostateczny dowód na naszą hipotezę o ultraszybkiej separacji ładunków w heterostrukturze WS2/grafen, określamy liczbę dziur przeniesionych do warstwy grafenu, jak opisano szczegółowo w materiałach uzupełniających. Krótko mówiąc, przejściowy rozkład elektroniczny pasma π został wyposażony w rozkład Fermiego-Diraca. Następnie na podstawie otrzymanych wartości przejściowego potencjału chemicznego i temperatury elektronów obliczono liczbę dziur. Wynik pokazano na ryc. 4. Stwierdzamy, że całkowita liczba ∼5 × 1012 dziur/cm2 jest przenoszona z WS2 do grafenu przy wykładniczym czasie życia wynoszącym 1,5 ± 0,2 ps.
Zmiana liczby dziur w paśmie π w funkcji opóźnienia pompa-sonda wraz z dopasowaniem wykładniczym dającym trwałość 1,5 ± 0,2 ps.
Z ustaleń przedstawionych na ryc. 2 do 4 wyłania się następujący mikroskopowy obraz ultraszybkiego transferu ładunku w heterostrukturze WS2/grafen (ryc. 5). Fotowzbudzenie heterostruktury WS2/grafen przy 2 eV dominująco zapełnia ekscyton A w WS2 (ryc. 5A). Dodatkowe wzbudzenia elektroniczne w punkcie Diraca w grafenie, jak również pomiędzy pasmami WS2 i grafenu są energetycznie możliwe, ale znacznie mniej wydajne. Fotowzbudzone dziury w paśmie walencyjnym WS2 są uzupełniane elektronami pochodzącymi z pasma π grafenu w skali czasu krótkiej w porównaniu z naszą rozdzielczością czasową (ryc. 5A). Fotowzbudzone elektrony w paśmie przewodnictwa WS2 mają czas życia ~1 ps (ryc. 5B). Jednakże uzupełnienie dziur w paśmie π grafenu zajmuje około 2 ps (ryc. 5B). Wskazuje to, że oprócz bezpośredniego przeniesienia elektronów pomiędzy pasmem przewodnictwa WS2 a pasmem π grafenu, aby zrozumieć pełną dynamikę, należy wziąć pod uwagę dodatkowe ścieżki relaksacji – prawdopodobnie poprzez stany defektów (26).
(A) Fotowzbudzenie przy rezonansie ekscytonu A WS2 przy 2 eV powoduje wstrzyknięcie elektronów do pasma przewodnictwa WS2. Odpowiednie dziury w paśmie walencyjnym WS2 są natychmiast uzupełniane elektronami z pasma π grafenu. (B) Fotowzbudzone nośniki w paśmie przewodnictwa WS2 mają czas życia ~1 ps. Dziury w paśmie π grafenu żyją przez ~2 ps, co wskazuje na znaczenie dodatkowych kanałów rozpraszania wskazanych przerywanymi strzałkami. Czarne przerywane linie w (A) i (B) wskazują przesunięcia pasm i zmiany potencjału chemicznego. (C) W stanie przejściowym warstwa WS2 jest naładowana ujemnie, podczas gdy warstwa grafenu jest naładowana dodatnio. W przypadku wzbudzenia selektywnego spinowo światłem spolaryzowanym kołowo oczekuje się, że fotowzbudzone elektrony w WS2 i odpowiadające im dziury w grafenie będą wykazywać przeciwną polaryzację spinową.
W stanie przejściowym fotowzbudzone elektrony znajdują się w paśmie przewodnictwa WS2, podczas gdy fotowzbudzone dziury znajdują się w paśmie π grafenu (ryc. 5C). Oznacza to, że warstwa WS2 jest naładowana ujemnie, a warstwa grafenu jest naładowana dodatnio. Wyjaśnia to przejściowe przesunięcia szczytowe (rys. 2), asymetrię sygnału pompy grafenowej-sondy (krzywe 2 i 3 z rys. 3), brak dziur w paśmie walencyjnym WS2 (krzywa 4 rys. 3) , a także dodatkowe dziury w paśmie π grafenu (rys. 4). Czas życia tego stanu z separacją ładunków wynosi ~1 ps (krzywa 1, rys. 3).
Podobne stany przejściowe z oddzielonym ładunkiem zaobserwowano w powiązanych heterostrukturach van der Waalsa wykonanych z dwóch półprzewodników z bezpośrednią przerwą z wyrównaniem pasm typu II i naprzemienną przerwą wzbronioną (27–32). Stwierdzono, że po fotowzbudzeniu elektrony i dziury szybko przemieszczają się odpowiednio na dół pasma przewodnictwa i na górę pasma walencyjnego, które znajdują się w różnych warstwach heterostruktury (27–32).
W przypadku naszej heterostruktury WS2/grafen najbardziej korzystną energetycznie lokalizacją zarówno dla elektronów, jak i dziur jest poziom Fermiego w metalicznej warstwie grafenu. Dlatego można by się spodziewać, że zarówno elektrony, jak i dziury szybko przeniosą się do pasma π grafenu. Jednak nasze pomiary wyraźnie pokazują, że transfer dziur (<200 fs) jest znacznie bardziej efektywny niż transfer elektronów (∼1 ps). Przypisujemy to względnemu energetycznemu wyrównaniu pasm WS2 i grafenu, jak pokazano na ryc. 1A, który oferuje większą liczbę dostępnych stanów końcowych dla przeniesienia dziury w porównaniu z transferem elektronów, jak niedawno przewidywano w (14, 15). W tym przypadku, zakładając pasmo wzbronione ∼2 eV WS2, punkt Diraca grafenu i równowagowy potencjał chemiczny znajdują się odpowiednio ∼0,5 i ∼0,2 eV powyżej środka pasma wzbronionego WS2, łamiąc symetrię elektron-dziura. Odkryliśmy, że liczba dostępnych stanów końcowych dla przeniesienia dziury jest ~6 razy większa niż w przypadku przeniesienia elektronów (patrz materiały dodatkowe), dlatego oczekuje się, że przeniesienie dziur będzie szybsze niż przeniesienie elektronów.
Pełny mikroskopowy obraz obserwowanego ultraszybkiego asymetrycznego transferu ładunku powinien jednak uwzględniać również nakładanie się orbitali tworzących funkcję fali A-ekscytonowej w WS2 i pasmo π grafenu, odpowiednio, różne rozpraszanie elektron-elektron i elektron-fonon kanały, w tym ograniczenia nałożone przez zachowanie pędu, energii, spinu i pseudospinu, wpływ oscylacji plazmy (33), a także rolę możliwego wzbudzenia wypierającego spójne oscylacje fononów, które mogą pośredniczyć w przenoszeniu ładunku (34, 35). Można również spekulować, czy obserwowany stan przeniesienia ładunku składa się z ekscytonów przeniesienia ładunku, czy wolnych par elektron-dziura (patrz materiały dodatkowe). Wyjaśnienie tych kwestii wymaga dalszych badań teoretycznych, wykraczających poza zakres niniejszego artykułu.
Podsumowując, wykorzystaliśmy tr-ARPES do badania ultraszybkiego transferu ładunku międzywarstwowego w epitaksjalnej heterostrukturze WS2/grafen. Odkryliśmy, że wzbudzone rezonansem do ekscytonu A WS2 przy 2 eV, fotowzbudzone dziury szybko przenoszą się do warstwy grafenu, podczas gdy fotowzbudzone elektrony pozostają w warstwie WS2. Przypisaliśmy to faktowi, że liczba dostępnych stanów końcowych dla przeniesienia dziury jest większa niż dla przeniesienia elektronu. Stwierdzono, że czas życia stanu przejściowego z oddzielonym ładunkiem wynosi ~1 ps. W połączeniu z selektywnym spinowym wzbudzeniem optycznym za pomocą światła spolaryzowanego kołowo (22–25), obserwowanemu ultraszybkiemu transferowi ładunku może towarzyszyć transfer spinu. W tym przypadku badana heterostruktura WS2/grafen może zostać wykorzystana do wydajnego wstrzykiwania spinu optycznego do grafenu, w wyniku czego powstaną nowatorskie urządzenia optospintroniczne.
Próbki grafenu hodowano na dostępnych w handlu półprzewodnikowych płytkach 6H-SiC(0001) firmy SiCrystal GmbH. Płytki domieszkowane N znajdowały się w osi z błędnym nacięciem poniżej 0,5°. Podłoże SiC zostało wytrawione wodorem w celu usunięcia rys i uzyskania regularnych płaskich tarasów. Czystą i atomowo płaską powierzchnię zakończoną Si poddano następnie grafityzacji poprzez wyżarzanie próbki w atmosferze Ar w temperaturze 1300°C przez 8 minut (36). W ten sposób otrzymaliśmy pojedynczą warstwę węgla, w której co trzeci atom węgla tworzył kowalencyjne wiązanie z podłożem SiC (37). Warstwę tę następnie przekształcono w całkowicie zhybrydyzowany sp2, quasi-wolnostojący grafen domieszkowany dziurami poprzez interkalację wodorem (38). Próbki te nazywane są grafenem/H-SiC(0001). Cały proces przeprowadzono w komercyjnej komorze wzrostowej Black Magic firmy Aixtron. Wzrost WS2 prowadzono w standardowym reaktorze z gorącymi ścianami, metodą chemicznego osadzania z fazy gazowej pod niskim ciśnieniem (39, 40), stosując jako prekursory proszki WO3 i S o stosunku masowym 1:100. Proszki WO3 i S trzymano odpowiednio w temperaturze 900 i 200°C. Proszek WO3 umieszczono blisko podłoża. Jako gaz nośny zastosowano argon o przepływie 8 sccm. Ciśnienie w reaktorze utrzymywano na poziomie 0,5 mbar. Próbki scharakteryzowano za pomocą wtórnej mikroskopii elektronowej, mikroskopii sił atomowych, spektroskopii Ramana i fotoluminescencji, a także dyfrakcji elektronów niskoenergetycznych. Pomiary te ujawniły dwie różne domeny monokrystaliczne WS2, w których kierunek ΓK lub ΓK' jest zgodny z kierunkiem ΓK warstwy grafenu. Długości boków domen wahały się od 300 do 700 nm, a całkowite pokrycie WS2 było w przybliżeniu ~40%, odpowiednie do analizy ARPES.
Statyczne eksperymenty ARPES przeprowadzono za pomocą analizatora półkulistego (SPECS PHOIBOS 150) z wykorzystaniem układu urządzenie-detektor ze sprzężeniem ładunkowym do dwuwymiarowego wykrywania energii i pędu elektronów. We wszystkich eksperymentach z fotoemisją wykorzystano niespolaryzowane, monochromatyczne promieniowanie He Iα (21,2 eV) wysokostrumieniowego źródła wyładowań He (VG Scienta VUV5000). Rozdzielczość energetyczna i kątowa w naszych eksperymentach była lepsza niż odpowiednio 30 meV i 0,3° (co odpowiada 0,01 Å-1). Wszystkie doświadczenia przeprowadzono w temperaturze pokojowej. ARPES jest techniką niezwykle wrażliwą na powierzchnię. Aby wyrzucić fotoelektrony zarówno z warstwy WS2, jak i warstwy grafenu, zastosowano próbki z niepełnym pokryciem WS2 wynoszącym ~40%.
Konfiguracja tr-ARPES została oparta na 1-kHz wzmacniaczu Titanium:Sapphire (Coherent Legend Elite Duo). Do wygenerowania wysokich harmonicznych w argonie wykorzystano 2 mJ mocy wyjściowej. Powstałe ekstremalne światło ultrafioletowe przeszło przez monochromator siatkowy wytwarzający impulsy sondy o częstotliwości 100 fs i energii fotonów 26 eV. 8 mJ mocy wyjściowej wzmacniacza zostało przesłane do optycznego wzmacniacza parametrycznego (HE-TOPAS firmy Light Conversion). Wiązkę sygnału o energii fotonu 1 eV podwojono w krysztale beta boranu baru, aby uzyskać impulsy pompy o energii 2 eV. Pomiary tr-ARPES przeprowadzono za pomocą analizatora półkulistego (SPECS PHOIBOS 100). Całkowita rozdzielczość energetyczna i czasowa wyniosła odpowiednio 240 meV i 200 fs.
Materiał uzupełniający do tego artykułu jest dostępny pod adresem http://advances.sciencemag.org/cgi/content/full/6/20/eaay0761/DC1
Jest to artykuł o otwartym dostępie, rozpowszechniany na warunkach licencji Creative Commons Uznanie autorstwa-Użycie niekomercyjne, która pozwala na używanie, dystrybucję i reprodukcję na dowolnym nośniku, o ile wynikające z tego wykorzystanie nie służy korzyściom komercyjnym i pod warunkiem, że oryginalne dzieło jest właściwie cytowane.
UWAGA: Prosimy o podanie adresu e-mail tylko po to, aby osoba, której polecasz stronę, wiedziała, że chcesz, aby ją zobaczyła i że nie jest to spam. Nie przechwytujemy żadnego adresu e-mail.
To pytanie ma na celu sprawdzenie, czy jesteś człowiekiem i zapobieganie automatycznemu wysyłaniu spamu.
Autorzy: Sven Aeschlimann, Antonio Rossi, Mariana Chávez-Cervantes, Razvan Krause, Benito Arnoldi, Benjamin Stadtmüller, Martin Aeschlimann, Stiven Forti, Filippo Fabbri, Camilla Coletti, Isabella Gierz
Ujawniamy ultraszybką separację ładunków w heterostrukturze WS2/grafen, która prawdopodobnie umożliwia optyczne wstrzykiwanie spinu do grafenu.
Autorzy: Sven Aeschlimann, Antonio Rossi, Mariana Chávez-Cervantes, Razvan Krause, Benito Arnoldi, Benjamin Stadtmüller, Martin Aeschlimann, Stiven Forti, Filippo Fabbri, Camilla Coletti, Isabella Gierz
Ujawniamy ultraszybką separację ładunków w heterostrukturze WS2/grafen, która prawdopodobnie umożliwia optyczne wstrzykiwanie spinu do grafenu.
© 2020 Amerykańskie Stowarzyszenie na Rzecz Postępu Nauki. Wszelkie prawa zastrzeżone. AAAS jest partnerem HINARI, AGORA, OARE, CHORUS, CLOCKSS, CrossRef i COUNTER.Science Advances ISSN 2375-2548.
Czas publikacji: 25 maja 2020 r