Wykorzystujemy spektroskopię fotoemisyjną z rozdzielczością czasową i kątową (tr-ARPES) do badania ultraszybkiego transferu ładunku w epitaksjalnej heterostrukturze wykonanej z monowarstwy WS2 i grafenu. Ta heterostruktura łączy zalety półprzewodnika z bezpośrednią przerwą, silnego sprzężenia spin-orbita i silnego oddziaływania światło-materia z zaletami półmetalu zawierającego bezmasowe nośniki o niezwykle wysokiej ruchliwości i długim czasie życia spinów. Odkryliśmy, że po wzbudzeniu fotorezonansowym do ekscytonu 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 rozdzielonym ładunkiem ma czas życia ~1 ps. Nasze odkrycia przypisujemy różnicom w rozpraszającej przestrzeni fazowej spowodowanym względnym ustawieniem pasm WS2 i grafenu, jak ujawniono w ARPES o wysokiej rozdzielczości. W połączeniu z selektywnym spinowo wzbudzeniem optycznym, badana heterostruktura WS2/grafen może stanowić platformę do wydajnego wstrzykiwania spinu optycznego do grafenu.
Dostępność wielu różnych dwuwymiarowych materiałów otworzyła możliwość tworzenia nowych, ostatecznie cienkich heterostruktur o całkowicie nowych funkcjonalnościach opartych na dostosowanym ekranowaniu dielektrycznym i różnych efektach indukowanych przez bliskość (1–3). Zrealizowano urządzenia typu proof-of-principle do przyszłych zastosowań w dziedzinie elektroniki i optoelektroniki (4–6).
Tutaj skupiamy się na epitaksjalnych heterostrukturach van der Waalsa składających się z monowarstwy WS2, półprzewodnika z bezpośrednią przerwą, z silnym sprzężeniem spin-orbita i znacznym rozszczepieniem spinu struktury pasmowej z powodu złamanej symetrii inwersyjnej (7), oraz monowarstwy grafenu, półmetalu o stożkowej strukturze pasmowej i niezwykle wysokiej ruchliwości nośników (8), wyhodowanego na SiC(0001) zakończonym wodorem. Pierwsze wskazania ultraszybkiego transferu ładunku (9–15) i efektów sprzężenia spin-orbita indukowanych bliskością (16–18) sprawiają, że WS2/grafen i podobne heterostruktury są obiecującymi kandydatami do przyszłych zastosowań optoelektronicznych (19) i optospintronicznych (20).
Postawiliśmy sobie za cel ujawnienie ścieżek relaksacji par elektron-dziura fotogenerowanych w WS2/grafenie za pomocą spektroskopii fotoemisji rozdzielonej w czasie i kącie (tr-ARPES). W tym celu wzbudzamy heterostrukturę za pomocą impulsów pompujących 2 eV rezonansowych z ekscytonem A w WS2 (21, 12) i wyrzucamy fotoelektrony za pomocą drugiego opóźnionego w czasie impulsu sondy przy energii fotonu 26 eV. Określamy energię kinetyczną i kąt emisji fotoelektronów za pomocą analizatora półkulistego jako funkcję opóźnienia sondy pompującej, aby uzyskać dostęp do dynamiki nośników rozdzielonej w czasie, pędzie i energii. Rozdzielczość energetyczna i czasowa wynosi odpowiednio 240 meV i 200 fs.
Nasze wyniki dostarczają bezpośrednich dowodów na ultraszybki transfer ładunku pomiędzy epitaksjalnie wyrównanymi warstwami, potwierdzając pierwsze wskazania oparte na całkowicie optycznych technikach w podobnych ręcznie składanych heterostrukturach z dowolnym azymutalnym wyrównaniem warstw (9–15). Ponadto wykazujemy, że ten transfer ładunku jest wysoce asymetryczny. Nasze pomiary ujawniają wcześniej nieobserwowany stan przejściowy z rozdzielonym ładunkiem z fotowzbudzonymi elektronami i dziurami zlokalizowanymi odpowiednio w warstwie WS2 i grafenu, który żyje przez ~1 ps. Interpretujemy nasze ustalenia w kategoriach różnic w rozpraszaniu przestrzeni fazowej dla transferu elektronów i dziur spowodowanego względnym wyrównaniem pasm WS2 i grafenu, jak ujawniono w ARPES o wysokiej rozdzielczości. W połączeniu ze spinowo- i dolinowo-selektywnym wzbudzeniem optycznym (22–25) heterostruktury WS2/grafen mogą zapewnić nową platformę do wydajnego ultraszybkiego optycznego wstrzykiwania spinu do grafenu.
Rysunek 1A przedstawia pomiar ARPES o wysokiej rozdzielczości uzyskany lampą helową struktury pasma wzdłuż kierunku ΓK epitaksjalnej heterostruktury WS2/grafen. Stwierdzono, że stożek Diraca jest domieszkowany dziurami, a punkt Diraca znajduje się ∼0,3 eV powyżej potencjału chemicznego równowagi. Stwierdzono, że szczyt pasma walencyjnego WS2 z rozszczepieniem spinu znajduje się ∼1,2 eV poniżej potencjału chemicznego równowagi.
(A) Równowagowy fotoprąd mierzony wzdłuż kierunku ΓK za pomocą niespolaryzowanej lampy helowej. (B) Fotoprąd dla ujemnego opóźnienia sondy pompującej mierzony za pomocą impulsów ultrafioletu skrajnego spolaryzowanego p przy energii fotonów 26 eV. Przerywane szare i czerwone linie oznaczają położenie profili linii użytych do wyodrębnienia przejściowych pozycji szczytowych na rys. 2. (C) Zmiany fotoprądu wywołane pompą 200 fs po fotowzbudzeniu przy energii fotonu pompującego 2 eV z fluencją pompującą 2 mJ/cm2. Zysk i strata fotoelektronów są pokazane odpowiednio na czerwono i niebiesko. Pola wskazują obszar integracji dla śladów sondy pompującej pokazanych na rys. 3.
Rysunek 1B pokazuje migawkę tr-ARPES struktury pasma blisko WS2 i punktów K grafenu mierzonych za pomocą 100-fs ekstremalnych impulsów ultrafioletowych przy energii fotonów 26-eV przy ujemnym opóźnieniu sondy pompującej przed nadejściem impulsu pompującego. Tutaj rozszczepienie spinu nie jest rozwiązane z powodu degradacji próbki i obecności impulsu pompującego 2-eV, który powoduje poszerzenie ładunku przestrzennego cech widmowych. Rysunek 1C pokazuje zmiany fotoprądu wywołane pompą w odniesieniu do rys. 1B przy opóźnieniu sondy pompującej 200 fs, gdzie sygnał sondy pompującej osiąga swoje maksimum. Kolory czerwony i niebieski oznaczają odpowiednio wzmocnienie i utratę fotoelektronów.
Aby przeanalizować tę bogatą dynamikę bardziej szczegółowo, najpierw określamy przejściowe położenia szczytów pasma walencyjnego WS2 i pasma π grafenu wzdłuż linii przerywanych na rys. 1B, jak wyjaśniono szczegółowo w materiałach uzupełniających. Odkrywamy, że pasmo walencyjne WS2 przesuwa się w górę o 90 meV (rys. 2A), a pasmo π grafenu przesuwa się w dół o 50 meV (rys. 2B). 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 szczytów dostarczają pierwszego dowodu na przejściowe ładowanie dwóch warstw, gdzie dodatkowy ładunek dodatni (ujemny) zwiększa (zmniejsza) energię wiązania stanów elektronicznych. Należy zauważyć, że przesunięcie w górę pasma walencyjnego WS2 jest odpowiedzialne za widoczny sygnał sondy pompującej w obszarze oznaczonym czarnym polem na rys. 1C.
Zmiana położenia szczytowego pasma walencyjnego WS2 (A) i pasma π grafenu (B) jako funkcja opóźnienia sondy pompy wraz z dopasowaniami wykładniczymi (grube linie). Czas życia 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 sondy pompy na obszarach oznaczonych kolorowymi polami na rys. 1C i przedstawiamy otrzymane zliczenia jako funkcję opóźnienia sondy pompy na rys. 3. Krzywa 1 na rys. 3 przedstawia dynamikę nośników fotowzbudzonych blisko dna pasma przewodnictwa warstwy WS2 o czasie życia 1,1 ± 0,1 ps, uzyskaną z wykładniczego dopasowania do danych (patrz Materiały uzupełniające).
Ślady sondy pompującej jako funkcja opóźnienia uzyskane przez zintegrowanie fotoprądu na obszarze wskazanym przez pola na rys. 1C. Grube linie to dopasowania wykładnicze do danych. Krzywa (1) Populacja nośników przejściowych w paśmie przewodnictwa WS2. Krzywa (2) Sygnał sondy pompującej pasma π grafenu powyżej potencjału chemicznego równowagi. Krzywa (3) Sygnał sondy pompującej pasma π grafenu poniżej potencjału chemicznego równowagi. Krzywa (4) Całkowity sygnał sondy pompującej 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 rys. 3 pokazujemy sygnał sondy pompującej pasma π grafenu. Odkrywamy, że zysk elektronów powyżej potencjału chemicznego równowagi (krzywa 2 na rys. 3) ma znacznie krótszy czas życia (180 ± 20 fs) w porównaniu do utraty elektronów poniżej potencjału chemicznego równowagi (1,8 ± 0,2 ps na krzywej 3 na rys. 3). Ponadto stwierdzono, że początkowy zysk fotoprądu na krzywej 2 na rys. 3 zmienia się w stratę przy t = 400 fs z czasem życia ∼2 ps. Stwierdzono, że asymetria między zyskiem a stratą jest nieobecna w sygnale sondy pompującej nieosłoniętego monowarstwowego 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 powyżej i poniżej potencjału chemicznego równowagi, odpowiednio, wskazuje, że elektrony są skutecznie usuwane z warstwy grafenu po fotowzbudzeniu heterostruktury. W rezultacie warstwa grafenu staje się dodatnio naładowana, co jest zgodne ze wzrostem energii wiązania pasma π widocznym na rys. 2B. Przesunięcie pasma π w dół usuwa wysokoenergetyczny ogon rozkładu Fermiego-Diraca równowagi powyżej potencjału chemicznego równowagi, co częściowo wyjaśnia zmianę znaku sygnału sondy pompy na krzywej 2 na rys. 3. Poniżej pokażemy, że efekt ten jest dodatkowo wzmacniany przez przejściową utratę elektronów w paśmie π.
Ten scenariusz jest wspierany przez sygnał netto pompy-sonda pasma walencyjnego WS2 na krzywej 4 na rys. 3. Dane te uzyskano przez zintegrowanie zliczeń na obszarze podanym przez czarną ramkę na rys. 1B, która wychwytuje elektrony fotoemitowane z pasma walencyjnego przy wszystkich opóźnieniach pompy-sonda. W obrębie pasków błędów eksperymentalnych nie znajdujemy żadnych wskazań na obecność dziur w paśmie walencyjnym WS2 dla jakiegokolwiek opóźnienia pompy-sonda. Wskazuje to, że po wzbudzeniu fotoelektrycznym dziury te są szybko ponownie wypełniane w skali czasu krótkiej w porównaniu z naszą rozdzielczością czasową.
Aby dostarczyć ostateczny dowód na naszą hipotezę ultraszybkiego rozdzielenia ładunku w heterostrukturze WS2/grafen, określamy liczbę dziur przeniesionych do warstwy grafenu, jak opisano szczegółowo w materiałach uzupełniających. Krótko mówiąc, przejściowy rozkład elektronów pasma π został dopasowany do rozkładu Fermiego-Diraca. Następnie liczba dziur została obliczona na podstawie otrzymanych wartości dla przejściowego potencjału chemicznego i temperatury elektronowej. Wynik pokazano na rys. 4. Odkryliśmy, że całkowita liczba ∼5 × 1012 dziur/cm2 jest przenoszona z WS2 do grafenu z wykładniczym czasem życia 1,5 ± 0,2 ps.
Zmiana liczby dziur w paśmie π jako funkcja opóźnienia sondy pompującej wraz z dopasowaniem wykładniczym daje czas życia wynoszący 1,5 ± 0,2 ps.
Z ustaleń na rys. 2 do 4 wyłania się następujący mikroskopowy obraz ultraszybkiego transferu ładunku w heterostrukturze WS2/grafen (rys. 5). Fotowzbudzenie heterostruktury WS2/grafen przy 2 eV dominująco zapełnia ekscyton A w WS2 (rys. 5A). Dodatkowe wzbudzenia elektroniczne w punkcie Diraca w grafenie, jak również między 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 (rys. 5A). Fotowzbudzone elektrony w paśmie przewodnictwa WS2 mają czas życia ∼1 ps (rys. 5B). Jednak uzupełnienie dziur w paśmie π grafenu zajmuje ∼2 ps (rys. 5B). Oznacza to, że oprócz bezpośredniego transferu elektronów między pasmem przewodnictwa WS2 a pasmem π grafenu, aby zrozumieć pełną dynamikę, należy wziąć pod uwagę dodatkowe ścieżki relaksacji – prawdopodobnie poprzez stany defektowe (26).
(A) Fotowzbudzenie przy rezonansie z ekscytonem A WS2 przy 2 eV wstrzykuje elektrony 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 rozpraszających 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 selektywnego wzbudzenia spinowego 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 (rys. 5C). Oznacza to, że warstwa WS2 jest naładowana ujemnie, a warstwa grafenu jest naładowana dodatnio. Wyjaśnia to przejściowe przesunięcia szczytowe (rys. 2), asymetrię sygnału sondy pompy grafenu (krzywe 2 i 3 na rys. 3), brak dziur w paśmie walencyjnym WS2 (krzywa 4 na rys. 3), a także dodatkowe dziury w paśmie π grafenu (rys. 4). Czas życia tego stanu z rozdzielonym ładunkiem wynosi ∼1 ps (krzywa 1 na rys. 3).
Podobne stany przejściowe z rozdzielonym ładunkiem obserwowano w pokrewnych heterostrukturach van der Waalsa zbudowanych z dwóch półprzewodników z przerwą bezpośrednią z wyrównaniem pasma typu II i przesuniętą przerwą energetyczną (27–32). Po wzbudzeniu fotoelektrycznym stwierdzono, że elektrony i dziury szybko przemieszczają się na dno pasma przewodnictwa i na górę pasma walencyjnego, odpowiednio, które znajdują się w różnych warstwach heterostruktury (27–32).
W przypadku naszej heterostruktury WS2/grafen, energetycznie najbardziej korzystna lokalizacja dla elektronów i dziur znajduje się na poziomie Fermiego w metalicznej warstwie grafenu. Dlatego można by oczekiwać, 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 wydajny niż transfer elektronów (∼1 ps). Przypisujemy to względnemu wyrównaniu energetycznemu pasm WS2 i grafenu, jak pokazano na rys. 1A, które oferuje większą liczbę dostępnych stanów końcowych dla transferu dziur w porównaniu z transferem elektronów, jak niedawno przewidywano w (14, 15). W obecnym przypadku, zakładając przerwę pasmową WS2 ∼2 eV, punkt Diraca grafenu i potencjał chemiczny równowagi znajdują się odpowiednio ∼0,5 i ∼0,2 eV powyżej środka przerwy energetycznej WS2, łamiąc symetrię elektron-dziura. Odkryliśmy, że liczba dostępnych stanów końcowych w przypadku transferu dziur jest około 6 razy większa niż w przypadku transferu elektronów (patrz materiały uzupełniające), dlatego też oczekuje się, że transfer dziur będzie szybszy niż transfer elektronów.
Pełny mikroskopowy obraz obserwowanego ultraszybkiego asymetrycznego transferu ładunku powinien jednak również uwzględniać nakładanie się orbitali, które stanowią funkcję falową ekscytonu A w WS2 i pasmo π grafenu, odpowiednio, różne kanały rozpraszania elektron-elektron i elektron-fonon, w tym ograniczenia narzucone przez zachowanie pędu, energii, spinu i pseudospinu, wpływ oscylacji plazmy (33), a także rolę możliwego przemieszczenia wzbudzenia koherentnych oscylacji fononowych, które mogłoby pośredniczyć w transferze ładunku (34, 35). Można również spekulować, czy obserwowany stan transferu ładunku składa się z ekscytonów transferu ładunku czy też swobodnych par elektron-dziura (patrz Materiały uzupełniające). Dalsze badania teoretyczne wykraczające poza zakres niniejszego artykułu są wymagane w celu wyjaśnienia tych kwestii.
Podsumowując, użyliśmy tr-ARPES do zbadania ultraszybkiego transferu ładunku międzywarstwowego w epitaksjalnej heterostrukturze WS2/grafen. Odkryliśmy, że po wzbudzeniu do rezonansu z ekscytonem 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 transferu dziur jest większa niż dla transferu elektronów. Stwierdzono, że czas życia stanu przejściowego z rozdzielonym ładunkiem wynosi ∼1 ps. W połączeniu ze spinowo-selektywnym wzbudzeniem optycznym przy użyciu światła spolaryzowanego kołowo (22–25), obserwowanemu ultraszybkiemu transferowi ładunku może towarzyszyć transfer spinu. W tym przypadku badana heterostruktura WS2/grafen może być użyta do wydajnego wstrzykiwania spinu optycznego do grafenu, co skutkuje powstaniem nowych urządzeń optospintronicznych.
Próbki grafenu hodowano na komercyjnych półprzewodnikowych płytkach 6H-SiC(0001) firmy SiCrystal GmbH. Płytki domieszkowane N były na osi z odchyleniem poniżej 0,5°. Podłoże SiC zostało wytrawione wodorem w celu usunięcia zarysowań i uzyskania regularnych płaskich tarasów. Czysta i atomowo płaska powierzchnia zakończona Si została następnie grafityzowana przez wyżarzanie próbki w atmosferze Ar w temperaturze 1300°C przez 8 min (36). W ten sposób uzyskaliśmy pojedynczą warstwę węgla, w której co trzeci atom węgla tworzył wiązanie kowalencyjne z podłożem SiC (37). Ta warstwa została następnie przekształcona w całkowicie sp2-hybrydyzowany quasi-wolnostojący grafen domieszkowany dziurami poprzez interkalację wodoru (38). Te próbki są określane jako grafen/H-SiC(0001). Cały proces przeprowadzono w komercyjnej komorze wzrostu Black Magic firmy Aixtron. Wzrost WS2 przeprowadzono w standardowym reaktorze z gorącą ścianką poprzez niskociśnieniowe osadzanie chemiczne z fazy gazowej (39, 40) przy użyciu proszków WO3 i S o stosunku masowym 1:100 jako prekursorów. Proszki WO3 i S utrzymywano odpowiednio w temperaturze 900 i 200°C. Proszek WO3 umieszczono blisko podłoża. Argon był używany jako gaz nośny 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 o niskiej energii. Pomiary te ujawniły dwie różne domeny monokrystaliczne WS2, w których kierunek ΓK lub ΓK' jest wyrównany z kierunkiem ΓK warstwy grafenu. Długości boków domeny wahały się od 300 do 700 nm, a całkowite pokrycie WS2 oszacowano na około 40%, co jest wartością odpowiednią do analizy ARPES.
Statyczne eksperymenty ARPES przeprowadzono przy użyciu analizatora półkulistego (SPECS PHOIBOS 150) wykorzystującego układ detektora z sprzężeniem ładunkowym do dwuwymiarowego wykrywania energii i pędu elektronów. Niespolaryzowane, monochromatyczne promieniowanie He Iα (21,2 eV) wysokostrumieniowego źródła wyładowania He (VG Scienta VUV5000) zostało użyte we wszystkich eksperymentach fotoemisji. Energia i rozdzielczość kątowa w naszych eksperymentach były lepsze niż 30 meV i 0,3° (co odpowiada 0,01 Å−1). Wszystkie eksperymenty przeprowadzono w temperaturze pokojowej. ARPES jest techniką niezwykle wrażliwą na powierzchnię. Aby wyrzucić fotoelektrony zarówno z WS2, jak i warstwy grafenu, użyto próbek z niepełnym pokryciem WS2 wynoszącym ∼40%.
Konfiguracja tr-ARPES została oparta na wzmacniaczu 1 kHz Titanium:Sapphire (Coherent Legend Elite Duo). 2 mJ mocy wyjściowej użyto do generowania wysokich harmonicznych w argonie. Powstałe światło w ekstremalnym ultrafiolecie przeszło przez monochromator kratowy, wytwarzając impulsy sondy 100 fs przy energii fotonów 26 eV. 8 mJ mocy wyjściowej wzmacniacza zostało wysłane do optycznego wzmacniacza parametrycznego (HE-TOPAS z Light Conversion). Wiązka sygnału przy energii fotonów 1 eV została podwojona częstotliwościowo w krysztale beta-boranu baru, aby uzyskać impulsy pompujące 2 eV. Pomiary tr-ARPES przeprowadzono za pomocą analizatora półkulistego (SPECS PHOIBOS 100). Całkowita energia i rozdzielczość czasowa wynosiły odpowiednio 240 meV i 200 fs.
Materiały uzupełniające do tego artykułu są dostępne na stronie http://advances.sciencemag.org/cgi/content/full/6/20/eaay0761/DC1
Niniejszy artykuł jest udostępniany w ramach otwartego dostępu i rozpowszechniany na warunkach licencji Creative Commons Uznanie autorstwa-Użycie niekomercyjne, która zezwala na jego wykorzystanie, rozpowszechnianie i reprodukcję w dowolnym medium, pod warunkiem, że nie jest ono wykorzystywane w celu osiągnięcia korzyści komercyjnych, a oryginalne dzieło jest prawidłowo cytowane.
UWAGA: Prosimy o Twój adres e-mail tylko po to, aby osoba, której polecasz stronę, wiedziała, że chciałeś, aby ją zobaczyła, i że nie jest to spam. Nie przechwytujemy żadnych adresów e-mail.
To pytanie ma na celu sprawdzenie, czy jesteś człowiekiem, a także zapobiegnięcie 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
Ujawniliśmy ultraszybką separację ładunków w heterostrukturze WS2/grafen, co potencjalnie umożliwi wstrzykiwanie spinu optycznego 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
Ujawniliśmy ultraszybką separację ładunków w heterostrukturze WS2/grafen, co potencjalnie umożliwi wstrzykiwanie spinu optycznego 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: 25-05-2020