Wykorzystujemy spektroskopię fotoemisyjną z rozdzielczością czasową i kątową (tr-ARPES) do badania ultraszybkiego transferu ładunku w heterostrukturze epitaksjalnej zbudowanej z monowarstwy WS2 i grafenu. Ta heterostruktura łączy zalety półprzewodnika z przerwą bezpośrednią, charakteryzującego się silnym sprzężeniem spin-orbita i silnym oddziaływaniem światło-materia, z zaletami półmetalu zawierającego bezmasowe nośniki o wyjątkowo wysokiej ruchliwości i długim czasie życia spinów. Stwierdzamy, że po wzbudzeniu fotorezonansowym 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 rozdzielonym ładunkiem ma czas życia około 1 ps. Nasze odkrycia przypisujemy różnicom w rozpraszaniu przestrzeni fazowej spowodowanym względnym ustawieniem pasm WS2 i grafenu, co ujawniono w wysokorozdzielczej spektroskopii ARPES. W połączeniu ze spinowo-selektywnym wzbudzeniem optycznym, badana heterostruktura WS2/grafen może stanowić platformę do wydajnego wstrzykiwania spinu optycznego do grafenu.
Dostępność wielu różnych materiałów dwuwymiarowych otworzyła możliwość tworzenia nowych, niezwykle cienkich heterostruktur o zupełnie nowych funkcjonalnościach, opartych na dostosowanym ekranowaniu dielektrycznym i różnorodnych efektach indukowanych przez bliskość (1–3). Zrealizowano prototypy urządzeń do przyszłych zastosowań w elektronice i optoelektronice (4–6).
W niniejszym artykule skupiamy się na epitaksjalnych heterostrukturach van der Waalsa, składających się z monowarstwy WS2, półprzewodnika z bezpośrednią przerwą energetyczną, charakteryzującego się silnym sprzężeniem spinowo-orbitalnym i znacznym rozszczepieniem spinowym struktury pasmowej z powodu złamanej symetrii inwersyjnej (7), oraz monowarstwy grafenu, półmetalu o stożkowej strukturze pasmowej i ekstremalnie wysokiej ruchliwości nośników (8), wyhodowanego na SiC(0001) z fazą wodorową. Pierwsze wskazania dotyczące ultraszybkiego transferu ładunku (9–15) i efektów sprzężenia spinowo-orbitalnego indukowanych bliskością (16–18) sprawiają, że WS2/grafen i podobne heterostruktury stanowią obiecujące kandydatki do przyszłych zastosowań optoelektronicznych (19) i optospintronicznych (20).
Naszym celem było ukazanie ścieżek 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 pompującymi o energii 2 eV, rezonansowymi z ekscytonem A w WS2 (21, 12), a następnie emitujemy fotoelektrony drugim opóźnionym w czasie impulsem sondującym o energii fotonu 26 eV. Wyznaczamy energię kinetyczną i kąt emisji fotoelektronów za pomocą analizatora półkulistego w funkcji opóźnienia sondy pompującej, aby uzyskać dostęp do dynamiki nośników z rozdzielczością czasową, pędu i energii. Rozdzielczość czasowa i energetyczna wynosi odpowiednio 240 meV i 200 fs.
Nasze wyniki dostarczają bezpośrednich dowodów na ultraszybki transfer ładunku pomiędzy epitaksjalnie zorientowanymi warstwami, potwierdzając pierwsze wskazania oparte na całkowicie optycznych technikach w podobnych, ręcznie składanych heterostrukturach z dowolnym azymutalnym ustawieniem warstw (9–15). Ponadto wykazujemy, że ten transfer ładunku jest wysoce asymetryczny. Nasze pomiary ujawniają wcześniej nieobserwowany stan przejściowy z rozdzieleniem ładunku, z fotowzbudzonymi elektronami i dziurami zlokalizowanymi odpowiednio w warstwie WS2 i grafenu, który żyje przez około 1 ps. Interpretujemy nasze wyniki w kategoriach różnic w rozpraszaniu przestrzeni fazowej dla transferu elektronów i dziur, spowodowanych względnym ustawieniem pasm WS2 i grafenu, ujawnionych przez wysokorozdzielczy ARPES. W połączeniu ze wzbudzeniem optycznym selektywnym spinowo i dolinowo (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, dla 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 szczyt pasma walencyjnego WS2 z rozszczepieniem spinu znajduje się około 1,2 eV poniżej równowagowego potencjału chemicznego.
(A) Fotoprąd równowagowy mierzony w kierunku ΓK za pomocą niespolaryzowanej lampy helowej. (B) Fotoprąd dla ujemnego opóźnienia pompa-sonda mierzony za pomocą impulsów skrajnego ultrafioletu o polaryzacji p i energii fotonów 26 eV. Przerywane szare i czerwone linie oznaczają położenie profili linii użytych do wyodrębnienia pozycji pików przejściowych na rys. 2. (C) Zmiany fotoprądu indukowane pompą po 200 fs po fotowzbudzeniu przy energii fotonu pompującego 2 eV i fluencji pompującej 2 mJ/cm². Wzmocnienie i strata fotoelektronów są pokazane odpowiednio na czerwono i niebiesko. Pola wskazują obszar całkowania dla śladów pompa-sonda pokazanych na rys. 3.
Rysunek 1B przedstawia migawkę tr-ARPES struktury pasmowej w pobliżu punktów K WS2 i grafenu, zmierzoną za pomocą impulsów skrajnego ultrafioletu o energii fotonów 26 eV i ujemnym opóźnieniu między sondą a pompą, trwających 100 fs, przed nadejściem impulsu pompującego. W tym przypadku rozszczepienie spinu nie jest rozwiązane z powodu degradacji próbki i obecności impulsu pompującego o energii 2 eV, który powoduje poszerzenie ładunku przestrzennego cech widmowych. Rysunek 1C przedstawia zmiany fotoprądu wywołane pompą w odniesieniu do rys. 1B przy opóźnieniu między sondą a pompą wynoszącym 200 fs, gdzie sygnał sondy pompującej osiąga maksimum. Kolor czerwony i niebieski oznaczają odpowiednio wzmocnienie i utratę fotoelektronów.
Aby dokładniej przeanalizować tę bogatą dynamikę, najpierw określiliśmy przejściowe położenia pików pasma walencyjnego WS2 i pasma π grafenu wzdłuż linii przerywanych na rys. 1B, jak szczegółowo wyjaśniono w materiałach uzupełniających. Stwierdziliśmy, 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 pików dostarczają pierwszych dowodów na przejściowe ładowanie obu warstw, gdzie dodatkowy ładunek dodatni (ujemny) zwiększa (zmniejsza) energię wiązania stanów elektronowych. Należy zauważyć, że przesunięcie w górę pasma walencyjnego WS2 jest odpowiedzialne za wyraźny sygnał sondy pompującej w obszarze oznaczonym czarnym polem na rys. 1C.
Zmiana położenia piku pasma walencyjnego WS2 (A) i pasma π grafenu (B) w funkcji opóźnienia sondy pompującej 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 dolnej części 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 całkowanie 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 przedstawiamy sygnał sondy pompującej pasma π grafenu. Stwierdzamy, że wzmocnienie elektronów powyżej równowagowego potencjału chemicznego (krzywa 2 na rys. 3) ma znacznie krótszy czas życia (180 ± 20 fs) w porównaniu ze stratą elektronów poniżej równowagowego potencjału chemicznego (1,8 ± 0,2 ps na krzywej 3 na rys. 3). Ponadto stwierdzono, że początkowe wzmocnienie fotoprądu na krzywej 2 na rys. 3 przekształca się w stratę przy t = 400 fs z czasem życia ~2 ps. Stwierdzono brak asymetrii między wzmocnieniem a stratą w sygnale sondy pompującej odkrytego monowarstwowego grafenu (patrz rys. S5 w materiałach uzupełniających), co wskazuje, że asymetria ta jest konsekwencją sprzężenia międzywarstwowego w heterostrukturze WS2/grafen. Obserwacja krótkotrwałego wzmocnienia i długotrwałej utraty odpowiednio powyżej i poniżej równowagowego potencjału chemicznego wskazuje na efektywne usuwanie elektronów z warstwy grafenu po fotowzbudzeniu heterostruktury. W rezultacie warstwa grafenu naładowuje się dodatnio, co jest zgodne ze wzrostem energii wiązania pasma π widocznym na rys. 2B. Przesunięcie pasma π w dół usuwa wysokoenergetyczny ogon równowagowego rozkładu Fermiego-Diraca znad potencjału chemicznego równowagowego, co częściowo wyjaśnia zmianę znaku sygnału sondy pompującej na krzywej 2 na rys. 3. Poniżej pokażemy, że efekt ten jest dodatkowo wzmacniany przez przejściową utratę elektronów w paśmie π.
Ten scenariusz potwierdza sygnał netto typu pompa-sonda pasma walencyjnego WS2 przedstawiony na krzywej 4 na rys. 3. Dane te uzyskano poprzez całkowanie zliczeń na obszarze wyznaczonym przez czarną skrzynkę na rys. 1B, która rejestruje elektrony emitowane z pasma walencyjnego przy wszystkich opóźnieniach typu pompa-sonda. Na słupkach błędów eksperymentalnych nie znajdujemy żadnych oznak obecności dziur w paśmie walencyjnym WS2 dla jakiegokolwiek opóźnienia typu pompa-sonda. Wskazuje to, że po wzbudzeniu fotoelektrycznym dziury te są szybko uzupełniane w krótkim czasie w porównaniu z naszą rozdzielczością czasową.
Aby ostatecznie udowodnić naszą hipotezę ultraszybkiej separacji ładunków w heterostrukturze WS2/grafen, określiliśmy liczbę dziur przeniesionych do warstwy grafenu, jak opisano szczegółowo w materiałach uzupełniających. Krótko mówiąc, przejściowy rozkład elektronów pasma π dopasowano do rozkładu Fermiego-Diraca. Liczbę dziur obliczono następnie na podstawie uzyskanych wartości przejściowego potencjału chemicznego i temperatury elektronowej. Wynik przedstawiono na rys. 4. Stwierdziliśmy, że całkowita liczba dziur/cm², wynosząca ~5 × 1012, jest przenoszona z WS2 do grafenu z wykładniczym czasem życia 1,5 ± 0,2 ps.
Zmiana liczby dziur w paśmie π jako funkcji opóźnienia sondy pompującej wraz z dopasowaniem wykładniczym daje czas życia wynoszący 1,5 ± 0,2 ps.
Z ustaleń przedstawionych na rysunkach 2–4 wyłania się następujący obraz mikroskopowy ultraszybkiego transferu ładunku w heterostrukturze WS2/grafen (rys. 5). Fotowzbudzenie heterostruktury WS2/grafen przy energii 2 eV dominuje w ekscytonie A w WS2 (rys. 5A). Dodatkowe wzbudzenia elektronowe w poprzek punktu 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 około 1 ps (rys. 5B). Jednakże, uzupełnienie dziur w paśmie π grafenu zajmuje około 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 w rezonansie z ekscytonem WS2 A 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 oznaczonych przerywanymi strzałkami. Czarne linie przerywane 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 spinowo wzbudzenia 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, natomiast fotowzbudzone dziury w paśmie π grafenu (rys. 5C). Oznacza to, że warstwa WS2 jest naładowana ujemnie, a warstwa grafenu dodatnio. Wyjaśnia to przesunięcia pików przejściowych (rys. 2), asymetrię sygnału sondy pompującej grafen (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 około 1 ps (krzywa 1 na rys. 3).
Podobne stany przejściowe z rozdzieleniem ładunku zaobserwowano w pokrewnych heterostrukturach van der Waalsa zbudowanych z dwóch półprzewodników z przerwą elektryczną o bezpośrednim ustawieniu pasm typu II i przesuniętej przerwie energetycznej (27–32). Stwierdzono, że po wzbudzeniu fotoelektry i dziury szybko przemieszczają się odpowiednio do dolnej części pasma przewodnictwa i górnej części pasma walencyjnego, które znajdują się w różnych warstwach heterostruktury (27–32).
W przypadku naszej heterostruktury WS2/grafen, energetycznie najkorzystniejszą lokalizacją dla elektronów i dziur jest poziom Fermiego w metalicznej warstwie grafenu. Dlatego można by oczekiwać, że zarówno elektrony, jak i dziury szybko przejdą 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 ustawieniu 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 przewidywały równania (14, 15). W obecnym przypadku, zakładając przerwę energetyczną WS2 równą ∼2 eV, punkt Diraca grafenu i równowagowy potencjał chemiczny znajdują się odpowiednio ∼0,5 i ∼0,2 eV powyżej środka przerwy energetycznej WS2, co łamie 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 obraz mikroskopowy obserwowanego ultraszybkiego asymetrycznego transferu ładunku powinien jednak uwzględniać również nakładanie się orbitali tworzących funkcję falową ekscytonu A w WS2 i pasmie π grafenu, odpowiednio, różne kanały rozpraszania elektron-elektron i elektron-fonon, w tym ograniczenia wynikające z zachowania pędu, energii, spinu i pseudospinu, wpływ oscylacji plazmy (33), a także rolę możliwego wzbudzenia przemieszczeniowego 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 z wolnych par elektron-dziura (patrz Materiały uzupełniające). Aby wyjaśnić te kwestie, konieczne są dalsze badania teoretyczne wykraczające poza zakres niniejszego artykułu.
Podsumowując, wykorzystaliśmy tr-ARPES do badania ultraszybkiego międzywarstwowego transferu ładunku w epitaksjalnej heterostrukturze WS2/grafen. Stwierdziliśmy, że po wzbudzeniu rezonansowym z ekscytonem A WS2 przy 2 eV, fotowzbudzone dziury szybko przechodzą 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 rozdzieleniem ładunku wynosi około 1 ps. W połączeniu ze spinowo-selektywnym wzbudzeniem optycznym światłem spolaryzowanym kołowo (22–25), obserwowanemu ultraszybkiemu transferowi ładunku może towarzyszyć transfer spinu. W tym przypadku badana heterostruktura WS2/grafen może zostać wykorzystana do wydajnego optycznego wstrzykiwania spinu do grafenu, co prowadzi do powstania nowych urządzeń optospintronicznych.
Próbki grafenu hodowano na komercyjnych półprzewodnikowych płytkach 6H-SiC(0001) firmy SiCrystal GmbH. Płytki domieszkowane azotem były ustawione osiowo z odchyleniem poniżej 0,5°. Podłoże SiC trawiono wodorem w celu usunięcia zarysowań i uzyskania regularnych, płaskich tarasów. Czystą i atomowo płaską powierzchnię z zakończeniami krzemowymi grafityzowano następnie poprzez wyżarzanie próbki w atmosferze argonu w temperaturze 1300°C przez 8 minut (36). W ten sposób uzyskano pojedynczą warstwę węgla, w której co trzeci atom węgla tworzył wiązanie kowalencyjne z podłożem SiC (37). Warstwę tę przekształcono następnie w całkowicie sp2-hybrydyzowany, quasi-wolnostojący grafen domieszkowany dziurami poprzez interkalację wodoru (38). Próbki te określane są jako grafen/H-SiC(0001). Cały proces przeprowadzono w komercyjnej komorze wzrostowej Black Magic firmy Aixtron. Wzrost WS2 przeprowadzono w standardowym reaktorze z gorącymi ściankami metodą niskociśnieniowego chemicznego osadzania 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 zastosowano jako gaz nośny o przepływie 8 sccm. Ciśnienie w reaktorze utrzymywano na poziomie 0,5 mbar. Próbki scharakteryzowano za pomocą mikroskopii elektronowej wtórnej, 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 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 za pomocą analizatora półkulistego (SPECS PHOIBOS 150) z wykorzystaniem układu detektor-urządzenie o sprzężeniu ładunkowym (LCD) do dwuwymiarowej detekcji energii i pędu elektronów. We wszystkich eksperymentach fotoemisji wykorzystano niespolaryzowane, monochromatyczne promieniowanie He Iα (21,2 eV) z wysokostrumieniowego źródła wyładowań He (VG Scienta VUV5000). Energia i rozdzielczość kątowa w naszych eksperymentach były odpowiednio lepsze niż 30 meV i 0,3° (co odpowiada 0,01 Å−1). Wszystkie eksperymenty przeprowadzono w temperaturze pokojowej. ARPES to technika o wyjątkowo dużej czułości powierzchniowej. Aby wybić fotoelektrony zarówno z warstwy WS2, jak i z warstwy grafenu, użyto próbek o niepełnym pokryciu WS2 na poziomie ~40%.
Układ tr-ARPES został oparty na wzmacniaczu tytanowo-szafirowym 1 kHz (Coherent Legend Elite Duo). Moc wyjściowa 2 mJ została wykorzystana do generowania wysokich harmonicznych w argonie. Uzyskane światło w skrajnym ultrafiolecie przeszło przez monochromator kratowy, generując impulsy sondy o energii fotonów 26 eV trwające 100 fs. Moc wyjściowa wzmacniacza 8 mJ została przesłana do optycznego wzmacniacza parametrycznego (HE-TOPAS firmy Light Conversion). Wiązka sygnału o energii fotonów 1 eV została podwojona częstotliwościowo w krysztale beta-boranu baru, aby uzyskać impulsy pompujące o energii 2 eV. Pomiary tr-ARPES przeprowadzono za pomocą analizatora półkulistego (SPECS PHOIBOS 100). Całkowita energia i rozdzielczość czasowa wyniosły odpowiednio 240 meV i 200 fs.
Materiały uzupełniające do tego artykułu są dostępne pod adresem http://advances.sciencemag.org/cgi/content/full/6/20/eaay0761/DC1
Jest to artykuł w otwartym dostępie rozpowszechniany na warunkach licencji Creative Commons Uznanie autorstwa-Użycie niekomercyjne, która zezwala na wykorzystanie, rozpowszechnianie i reprodukcję w dowolnym medium, pod warunkiem, że nie jest to wykorzystanie w celu osiągnięcia korzyści komercyjnych, a oryginalne dzieło jest prawidłowo cytowane.
UWAGA: Prosimy o podanie adresu e-mail tylko po to, aby osoba, której polecasz stronę, wiedziała, że chciałeś jej ją pokazać i że nie jest to spam. Nie przechwytujemy żadnych adresów e-mail.
To pytanie ma na celu sprawdzenie, czy jesteś człowiekiem i 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, która 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, która 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 maja 2020 r.