Exciton binding energy and hydrogenic Rydberg series in layered ReS2

Layered renium disulfide kiteytyy vääristyneessä 1 T timanttiketjurakenteessa,jossa on trikliininen symmetriayksikkö cell23,24, 25. Kuvassa 1 esitetään yhden ReS2-kerroksen kiderakenne ylhäältä ja sivulta katsottuna B-akselin suuntaisesti. Jokainen kerros koostuu kahden s-atomilevyn välissä olevasta re-atomilevystä,jota sitoo re-ja S-atomien 22,23,24, 25 välinen vahva ioni-kovalenttinen sidos. S-atomeilla on re-atomien ympärillä vääristynyt oktaedrinen koordinaatio, joka johtaa Re-Re-ketjujen klustereiden muodostumiseen B-aksis25: n suuntaisesti. Irtores2-kiteet koostuvat tällaisten kerrosten pinoista, joita heikot van der Waalsin voimat sitovat.

Kuva 1
kuva1

järjestelmän yksikerroksinen ReS2 alkaen: (A) ylhäältä ja (b) sivunäkymä. Re-ja S-atomit merkitään harmaalla ja keltaisella. Re-ketju on B-suunnassa.

olemme tutkineet ReS2: n anisotrooppisia optisia ominaisuuksia komplementaarisessa polarisaatiossa ratkaistu fotoluminesenssi, fotoluminesenssi-eksitaatio ja heijastavuuden kontrastimittaukset. Kuvassa 2 on res2-Kiteen polarisaatioresistenssispektrit. Jättää polarisaatiosta riippuvia vaikutuksia tapahtuma valo oli ympyräpolarisoitunut ja tapahtuma fotonin energia, 2.33 eV oli paljon suurempi kuin energia kaikkien havaittujen PL linjat. Sekä σ+− että σ-eksitaatiossa PL-spektreillä on sama vaihtelu kuin polarisaatiofunktiolla sekä emissioviivojen muodon että energian sijainnin suhteen. Sitten PL-spektrit analysoitiin lineaarisessa polarisaatiokokoonpanossa Sähkökentän valon (E) polarisaatiokulman vaihdellessa 30°: n ja 120°: n välillä Re-ketjun akselin (B-akselin) suhteen 4°: n portaissa (näkyvyydelle vain PL-spektrit, joissa on 8°: n vaihe, näytetään kuvassa. 2). Selkeyden vuoksi spektrejä siirretään pystysuunnassa suhteessa 33°: n mittaukseen. Pl-spektrien matalaenergiasektorilla havaitsemme kaksi hyvin selvinnyttä eksitonista huippua, jotka määritämme eksitonisille maatiloille 1 s ja merkitään x1(1) ja X2(1). Niiden suhteellinen PL-voimakkuus muuttuu rajusti polarisaatiokulman myötä, mutta molempien janojen PL-maksimit havaitaan samalla energialla polarisaatiokulmasta riippumatta. Tämä viittaa siihen, että nämä eksitonit polarisoituvat voimakkaasti Kiteen eri suuntiin. Pl-spektrien korkeammalla energiasektorilla havaitsemme neljä huippua, jotka on merkitty analogisesti vedyn sarjoiksi 2 s, 3 S, 4 S ja 5 s, joiden voimakkuus ja energia-asema muuttuvat polarisaatiokulman funktiona. Oletamme alustavasti, että nämä viivat ovat Rydbergin sarjan excitons X1(1) ja X2(1) jännitteitä. Teoreettisten ennusteiden mukaan Optiset siirtymät s-kaltaisten tilojen välillä, joiden kulmamomentti on nolla,ovat sallittuja useimmissa puolijohteissa,mukaan lukien puolijohteet TMDC26, 27, 28.

kuva 2
kuva2

(a) Polarisaatio-ratkaistu fotoluminesenssi spektri, mitattu 8° välein 30° – 120°. (b) integroitu PL intensiteetti x1(1) ja X2(1) maa-tilassa emissio piirretään funktiona polarisaatiokulman. Tiedot esitetään selkeyden vuoksi polaarikuviossa 360°: n alueella.

erottaaksemme toisistaan kaksi eksitonista jännityssarjaa N = 2-5 tilaa analysoimme PL-spektrin kahtena vastakkaisena polarisaationa, joissa x1(1) excitonin tai X2(1) excitonin emissio katoaa spektristä. Oletamme, että polarisaatiossa, jossa X1(1) – emissio suppenee, myös sen jännitetilojen X1(n) (n > 2) emissio suppenee ja vain X2(n) – eksitonin hydrogeeninen Rydberg-sarja havaitaan. X1(n) hydrogeenisen Rydberg-sarjan havainnoinnissa on odotettavissa päinvastainen suhde. X1(1): n ja x2(1): n emission kokonaisvoimakkuuden pl kehityksen yksityiskohtainen analyysi, joka esitetään kuvassa. 2b (integroitu alue alle x1(1) ja X2(1) piikit välillä 1.525 ev 1.562 eV ja 1.562 eV 1.604 ev, vastaavasti) huomaamme, että X1(1) liittyvä piikki katoaa 113° polarisaatiokulmassa, kun taas X2 (1) yksi 33°, mikä on hyvä yhteisymmärrys äskettäin raportin Aslan et al.19. Näiden kahden polarisaation kohdalla kirjatut PL-spektrit esitetään kuvassa. 3a. spektri 33° PL piirretään punaisella, kun taas spektri 113° PL piirretään sinisellä. Kuten selvästi nähdään, X1(n) – eksitonisen Rydberg-sarjan huiput siirtyvät pienempiin energioihin suhteessa X2(n) – eksitonisen Rydberg-sarjan huippuihin. Lisäksi sekä X1(n) – että X2 (n) – sarjojen osalta havaitsemme sekä huippuvoimakkuuden että energian erotuksen vähenemisen yhä useammille tiloille, jotka ovat eksitoniselle Rydberg-sarjalle tyypillisiä piirteitä. Pl-spektreissä maksimeina määritetyt huippuasemat piirretään kuvioon. 3B, c excitons X1 ja X2 vastaavasti. Tulkintamme vahvistamiseksi suoritamme lisäksi pseudoabsorptioheijastavuuden kontrastin (RC) mittauksia. Samassa polarisaatiossa kuin PL-spektrit kirjatut RC-spektrit esitetään FIG: n yläosassa. 3a.sekä 33° RC-että 113° RC-spektreissä havaitsemme hyvin ratkaistuja resonansseja, jotka on sijoitettu samoihin energioihin kuin niiden vastineet PL-spektreissä. Samojen optisten siirtymien havainnointi absorptio-ja emissiospektreissä antaa meille mahdollisuuden päätellä, että irtores2: n energiavaje on suora.

kuva 3
kuva3

(a) polarisaatio-ratkaistu pl ja RC spektri irtotavarana ReS2 kirjataan kaksi lineaarista polarisaatiota kulman E ja b yhtä 33° (punainen viiva) ja 113° (sininen viiva). (B) ja (c) kokeellisesti ja teoreettisesti saadut siirtymäenergiat 3D-eksitonin tiloille kvanttiluvun n funktiona, X1-ja X2-eksitoneille vastaavasti.

meidän arvioita sitova energia X1 ja X2 excitons oletamme, että molemmat excitons liittyvät samaan energiavaje esim, kuten ennustetaan viime numeerisia laskelmia29. Echeverry ja Gerber ovat tutkineet välikerroksen kytkennän vaikutusta kaistavajeen luonteeseen self-energy corrected GW-menetelmän avulla optimoiduissa ja kokeellisissa structuren data29-sarjoissa. Ne osoittavat teorian tasolla g0w0, kun ReS2-näytteen paksuus pienenee irtotavarasta kaksikerroksiseksi ja vapaasti seisovaksi yksikerroksiseksi, kaistavaje pysyy suorana Brillouine-vyöhykkeen Γ-pisteessä, ja sen energia kasvaa vastaavasti 1,6: sta 2,0: aan ja 2,4 eV: hen. Tässä laskelmassa valenssikaistan maksimit ja johtuvuuskaistan minimit ovat kaksinkertaiset degeneroituneet. Tämä edellyttää jopa neljä excitonic interband siirtymiä eri yhdistelmiä spin. Neljän eksitonin jakaantuminen johtuu vaihtovirtauksesta. ReSe2: n optisissa spektroskopiatutkimuksissa bulk-monolayer30: stä raportoitiin neljän eksitonin havainto erilaisilla optisilla amplitudeilla (kaksi vahvaa ja kaksi heikkoa). Tutkimuksissamme havaitsemme kuitenkin vain kaksi eksitonia X1 ja X2. X1: n ja X2: n excitonien sidosenergioiden laskemiseksi vertaamme kokeellisia tietoja hydrogenisten Rydberg-sarjojen teoreettiseen ennustamiseen. Käytämme kaavaa tyypillisesti käytetään kuvauksen kolmiulotteinen (3D) wannier excitons in epäorgaaninen puolijohteet26:

$${{\rm{E}}} _ {{\rm {b}}}^{(n)}={{\rm{E}}}_{{\rm{g}}}-{{\rm{Ry}}}^{\ast }/{{\RM{n}}}^{2}$$
(1)

missä Eg on energiavaje, n on eksitonin tilan numero, Eb(n) on sitova energia n: nnen eksitonin tilassa ja Ry* on efektiivinen Rydbergin vakio. Fitin tulokset on piirretty kuvioon. 3b, c X1 ja X2 excitons vastaavasti. Maan ja kaikkien jännittyneiden tilojen laskennalliset arvot ovat erinomaisessa määrällisessä yhteisymmärryksessä X1 excitonin kokeellisten tietojen kanssa. X2-excitonille tilojen 2 s ja 3 s laskennallinen energia on hieman suurempi kuin kokeesta määritetyt. Tämä voi johtua siitä, että toisin kuin teoreettiset laskelmat, jotka ennustavat neljä eri excitonic series29 havaitsemme vain kaksi.

kahden Rydberg-sarjan eksitonin havainto neljän sijaan voi johtua erilaisista eksitonien optisista amplitudeista. Itse asiassa rese2 Arora et al.: n absorptiospektrissä.30 on havaittu kaksi excitons korkea optinen amplitudit ja kaksi excitons Alhainen optinen amplitudit. Ne erottivat toisistaan kaikki neljä eksitonia X1, X2, X3 ja X4, koska ne polarisoituvat Kiteen eri suuntiin ja heikommat ominaisuudet X1 ja X3 näkyvät polarisaatioille, joissa vastaavasti viereiset vahvemmat linjat X2 ja X4 tukahdutetaan. Sen sijaan Aslan et al.19 ovat raportoineet kolmen excitonin (exciton 1, exciton 2, exciton 3) havainnosta res2: n heijastusspektrissä muutaman kerroksen yksikerroksesta. Näiden kolmen eksitonin energioiden ja resonanssivahvuuksien kehitystä kerrosten määrän funktiona koskevien vertailevien tutkimusten perusteella he ovat kuitenkin esittäneet, että exciton 3 on alempien eksitonien jännittynyt (Rydberg) eksitoninen tila. Tämä skenaario on yhteensopiva excitonin 3 energian lisääntyvän erotuksen kanssa excitoneista 1 ja 2, joiden kerroksen paksuus pienenee. Samanaikaisesti ohuempien näytteiden pitäisi esiintyä lisääntynyttä excitonin sidosenergiaa ja siten lisääntynyt energian erottaminen siirtymien välillä. Tämä tulkinta koostuu tuloksistamme ja analyyseistämme. Nimittäin, voimme päätellä, että laaja linja nimetty exciton 3 viite.19 On todellakin sukua eksitonien X1 ja X2 jännittyneiden tilojen superpositiolle. Toisin kuin viite.19, tutkimuksissamme voimme ratkaista eri siirtymän liittyvät innoissaan tilat excitons X1 ja X2 koska tutkimme irtotavarana ReS2 kiteet. Kuitenkin, kuten viite.19, emme pysty erottamaan innoissaan excitonic valtioiden muutaman kerroksen ReS2.

ekv: stä arvioitu energiavaje. 1 on 1671.7 meV, joka on suurempi kuin viimeaikaisissa teoreettisissa laskuissa saatu 1600 meV: n tulos29. Excitonien X1 ja X2 Coulombin sidosenergiat, jotka vastaavat 117.5 ja 86.6 meV, ovat erittäin korkeat verrattuna excitonin sidosenergiaan tyypillisissä II-VI ja III-V-ryhmiin kuuluvissa puolijohteissa, esim.Eb = 4.8 ja 10 meV GaAs: ssa ja CdTe: ssä, vastaavasti 26. Hydrogenic Rydberg excitonic sarja irtotavarana ReS2 aiemmin tutkittu Ho et al.17 polarisoidun fotoreflektanssispektroskopian avulla. Kuitenkin, toisin kuin kokeemme, he vertasivat fotoreflektanssispektrejä optisiin polarisaatioihin B-akselin suuntaisesti ja kohtisuoraan. He olettivat, että nämä kaksi jännityssarjaa liittyvät valenssivyöhykkeen huipun halkaisuun, joka on 5 meV. Tämän seurauksena he arvioivat excitonien X1 ja X2 Coulombin sidosenergian olevan 157 ja 152 meV. Koska X1 ja X2 excitons ovat 3D Wannier excitons, laskemme niiden suhteellinen Bohr säde käyttäen hyvin tietää suhteita hydroniset kuten excitons:

$${{\rm{E}}}_{{\rm{b}}}/{\RM {Ry}} = {{\rm{m}}} _ {{\rm{ex}}} / {{\RM{\varepsilon }}}^{2}$$
(2)

ja

$${{\rm{A}} _ {{\rm{ex}}} / {{\rm{A}}}_{{\rm{h}}}={\RM{\varepsilon }} / {{\rm{m}}} _ {{\rm{ex}}},$$
(3)

missä: Ry = 13.6 eV ja ah = 0.53 A ovat vastaavasti Rydbergin vakio ja Bohrin säde vetyatomista; mex on eksitonin suhteellinen efektiivinen massa, ε On res2: n suhteellinen dielektrisyysvakio ja aex on excitonin Bohrin säde. Arvioimme X1: n ja X2: n excitonien (1/mex = 1/me + 1/mh) suhteelliset teholliset massat käyttäen monikerroksisen ReS2: n sähköisestä kuljetustutkimuksesta saadun elektronin tehollisen massan tensoria polymeerisellä elektrolyytillä gating31 ja reiän tehollisen massan tensoria, joka on saatu irtotavarana ReS2: n tutkimuksessa korkean erotuskulman ratkaisemalla fotoemissiospektroscopy22: lla. Saamme tehokkaita massoja X1 ja X2 excitons yhtä ~0.33 ja ~0.39 (yksikköinä elektronimassan), vastaavasti, alkaen Eq. 2 saamme kaksi dielektristä vakiot suuntiin pitkin ja kohtisuorassa B-akselin yhtä ~6,2 ja ~7,8 ja lopuksi alkaen taajuuskorjain. 3 arvioimme exciton Bohr säde on yhtä ~1 nm sekä X1 ja X2 excitons.

saadaksemme tarkempaa tietoa eksitonien X1 ja X2 luonteesta olemme suorittaneet lisämittauksia fotoluminesenssin eksitaatiosta ja massareserenssin magneto-fotoluminesenssista 2. Kuvassa 4 esitetään polarisoituneet 113° PL ja 113° PL spektrit, joissa havaitaan vain excitonin X2 Rydbergin sarja. PLE-signaali esitetään kuvassa. 4b värikarttana. Sininen väri liittyy alhainen signaali, kun taas punainen väri liittyy korkea signaali helpottaa analysointia PL spektri asianomaisilla energia-alueilla näkyvät Fig. 4a, c. PLE-signaali havaittiin energia-alueella, joka liittyy maahan excitonin tilaan 1535-1605 meV. Laser-eksitaatioenergia viritettiin viritettyjen tilojen energian 2 s, 3 S, 4 S ja 5 S välillä 1619-1676 meV. 113° PLE-spektrin matalaenergiasektorilla havaitut ominaisuudet liittyvät Ramanin aktiivisiin optisiin fononeihin. Vertailun vuoksi, Fig. 4d näyttää ei-resonantin (2.33 eV), irtotavarana ReS2: n polarisoimattomat Raman-sirontaspektrit. 120-450 cm−1-alueella voimme erottaa jopa 18 phonon-tilaa (merkitty nuolilla), joiden energiat sopivat hyvin ReS232: n Raman-spektrien aiempiin tutkimuksiin. Kuten se nähdään PLE-ja PL-spektrien vertailusta Kuvassa. 4b, c kaikkien niihin liittyvien huippujen energiasijainti havaitaan lähes samoilla energioilla, mikä vahvistaa tulkintamme näistä viivoista kuin Rydbergin sarja exciton X2: sta. Samat suhteet havaitaan 33° PL: n ja 33° PL: n spektrien välillä, joissa havaitaan vain eksitonin X1 Rydbergin sarja.

Kuva 4
kuva4

irtores2: n fotoluminesenssi-ja fotoluminesenssi-eksitaatiospektrit, jotka on kirjattu arvoon T = 1,8 K. (a) spektrillä 113° PL. PLE-signaalin havaitsemis-ja heräteenergia-alueet merkitään katkoviivoilla ja nuolilla. (b) 113° PLE-signaali piirretään värikarttana. Punainen ja sininen väri osoittavat korkea ja matala intensiteetti, vastaavasti. c) PLE-signaalin energia-alueella esitetty 113° PL: n spektri.

magneto-fotoluminesenssimittaukset on tehty Voigt-konfiguraatiossa, jossa magneettikenttä on enintään 10 T ja B-akselia (B||b)33 pitkin on sovellettu 1 T: n askelta. Koska vahva anisotropia In-plane optiset ominaisuudet johtuvat trikliininen symmetria irtotavarana ReS2 Emme ole tehneet kokeita Faraday kokoonpano magneettikentän kohtisuorassa tason kautta b-akselin (b⊥b). Faradayn konfiguraatiota käytetään kuitenkin yleisesti Magneto-spektroskopiatutkimuksissa eksitonin diamagneettisista siirtymistä korkean symmetrian rakenteissa, esimerkiksi yksikerroksisessa ryhmässä−VI siirtymämetallidikalkogenides12 tai kaksiulotteisessa GaAs/Ga1-xAlxAs-rakenteessa34, 35,36. Kuvassa. 5a ja c magneettikentissä 0-10 T 2 T: n askeleella mitatut PL-spektrit esitetään kahdelle erottuvalle lineaariselle polarisaatiolle (E(33°)B||b) ja (E(113°)B||b) (kuten kuvassa). 3a). Kaikkien havaittujen viivojen magneettinen siirtymä on hyvin pieni. Excitonien X1 ja X2 maatiloissa muutos ei ole mitattavissa, kun taas viritetyissä tiloissa se on alle 2 meV, kun kyseessä on korkein kohdistettu magneettikenttä B = 10 T. Tämä havainto vahvistaa pääasiassa molempien excitonien voimakkaan Coulombin sitoutumisen. Koska suuri leveys emissioviivojen (täysleveydet puoli maksimi (FWHM) vastaa ~15 meV ja ~7 meV maa-ja innoissaan tilat X1 ja X2 excitons, vastaavasti) Zeeman jakaminen ei havaita ja tarkka estimointi Lande g tekijä ja diamagneettinen vakio an kaavasta:

$${{{\rm{\Delta }}E}^{({\rm{n}})}_{{\RM{B}}=\pm \,1/2\,{g{\RM{\mu}}} _{{\rm{B}} {\rm{B}}+{{\rm{A}}}_{{\RM{n}}}\, {\rm{B}}}^{2}$$

käytetään Alhainen magneettikentän raja 33, 37 ei ole mahdollista. Tarkempi todennus magneettikentän vaikutuksesta maahan ja jännittyneisiin tiloihin ReS2-kiteissä edellyttäisi lisämittauksia suuremmalla magneettikentällä ja teoreettisia laskelmia eksitonin diamagneettisesta kertoimesta kerroksellisissa puolijohderakenteissa.

kuva 5
kuva5

(A) ja C) massares2: n pl-spektrien magneettikentän kehitys polarisaatioissa E(<33°) B||b ja E(<113°) B||b. (B) ja (d) energiat eri eksitonisia siirtymiä uutetaan pl spektreistä kirjataan σ Ja π polarizations, vastaavasti.

lopuksi teemme res2-hiutaleiden optisia spektroskopiamittauksia. Kuvassa 6a esitetään ReS2-hiutaleiden polarisoitumattomat PL-spektrit, joissa on eri määrä kerroksia. Täydentävä Kuva. 1 esittää optisen mikroskoopin kuvan tutkituista ReS2-hiutaleista, jotka on valmistettu mekaanisella kuorinnalla ja talletettu kohde-SiO2: lle(295 nm)/Si-substraatille. Kerrosten lukumäärä on arvioitu alustavasti optisen kontrastin avulla, minkä jälkeen ReS2–rakenteen tiettyjen alueiden paksuus on määritetty AFM-mittauksilla, jotka esitetään lisäyksissä 2a-2s). Kaikille tutkituille hiutaleille pl-spektrien matalaenergiasektorilla havaitaan kaksi emissioviivaa, jotka verrattuna bulkkikiteiden PL-spektreihin olemme katsoneet johtuvan magnetonien X1 ja X2 maatilojen optisista siirtymistä. Kuitenkin, toisin kuin irtotavarana ReS2 kiteet, emme pysty ratkaisemaan Jännitteet X1 ja X2 pl tai RC spektrissä. Havaitsemme vain laaja PL ominaisuus korkeampi energia (merkitty ExS Kuvassa. 6 A). Lisäksi, kuten irtotavarana ReS2-kiteessä, eksitonit X1 ja X2 ovat voimakkaasti polarisoituneita emissio-ja pseudoabsorptiospektreissä. Kuvassa. 6b esitetään Polarisoidut PL-ja RC-spektrit 15 ja 6 kerroksen näytteille (Katso myös täydentävä Kuva. 3 täydentävissä materiaaleissa). Yhteensä PL intensiteetti sekä excitons voimakkaasti kasvaa kerrosten määrä, ja alkaa kyllästää hiutaleet paksumpi kuin 8 kerrosta, mikä näkyy kuvassa. 6a. samanlainen kasvu PL intensiteetti ReS2 lisääntynyt kerrosten määrä on äskettäin raportoitu huoneenlämmössä kokeet18. Tämä on ristiriidassa ryhmän VI tmdcs, kuten MoS2, MoSe2, WS2 ja WSe2, jossa PL intensiteetti yksikerroksisen kasvaa suuruusluokkaa johtuen crossover epäsuora kaistan aukko irtotavarana suoraan kaistan kuilu yksikerroksessa. Echeverryn ja gerber29: n viimeaikaisten teoreettisten laskelmien mukaan layered ReS2: ssa suora kaistan aukko tapahtuu Brillouinin vyöhykkeen Γ-pisteessä kidepaksuudesta riippumatta. Näin ollen oskillaattori vahvuus excitonic siirtymiä pitäisi lisätä samanaikaisesti paksumpia näytteitä. Lisäksi kerrosten määrän vähenemisellä 15 L: stä 1 L: ään (Kuva. 6d), sekä X1 ja X2 excitons on vahva sininen muutos, joka on 114 meV ja 146 meV, vastaavasti. Myös niiden suhteellinen energiaerotus kasvaa, kuten kuvassa osoitetaan. 6c. nämä suuret siirtymät ovat voimakkaassa ristiriidassa muiden, hyvin tunnettujen ryhmä VI TMDCs, jossa siirtymät maa tila excitons ovat paljon pienempiä ja ovat järjestyksessä kymmeniä meV38,39. Se johtuu todennäköisesti voimakkaammasta elektroni-reikäkytkennästä Γ-pisteessä kuin K-pisteessä, jossa suora kaistan aukko tapahtuu yksikerroksisille MoS2: lle, MeS2: lle, WS2: lle ja WSe2: lle. Ryhmän VI TMDCs tapauksessa kasvava kaistan aukko, jolla on laskeva hiutaleen paksuus, kompensoi lisääntyvän eksitonisen sitovan energy40: n vaikutusta, mikä johtaa heikkoon riippuvuuteen excitonin siirtymäenergiasta kerroksen paksuudesta. ReS2: ssa kvanttikontaminaation aiheuttaman eksitonin siirtymäenergian havaittu kasvu kompensoituu vähemmän. Lisäksi tämä energian muutos on erilainen excitons X1 ja X2 todennäköisesti indusoitu In-plane anisotropia.

kuva 6
kuva6

(a) 1 L: n, 2 L: n, 4 L: n, 5 L: n, 6 L: n ja 8 L: n ReS2-hiutaleiden Polarisoimattomat PL-spektrit. (b) Polarisaatio-ratkaistu PL ja RC spektri 15 L ja 6 L hiutaleet kirjataan kaksi lineaarista polarisaatio kulman E ja b yhtä 33° (punainen viiva) ja 113° (sininen viiva). c) erilaisten eksitonisten siirtymien energiat, jotka on saatu PL-mittauksista.

Share

Vastaa

Sähköpostiosoitettasi ei julkaista.