研究文章应用物理

量子异质结构纳米腔中的室温极化子激射

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科学进步  19 Apr 2019:
卷5号4,eaau9338
DOI:10.1126 / sciadv.aau9338
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抽象的

超低阈值相干光发射器可以通过激子-极化子冷凝物的激射来实现,但这通常需要复杂的器件结构和低温。在室温下运行的极化纳米激光是相关研究的关键路径,不仅用于纳米级极化物理的探索,而且还用于量子信息系统,全光逻辑门和超低阈值激光器的潜在应用。但是,目前,激子的热不稳定性和纳米腔固有的低品质因数限制了室温极化纳米激光的发展。在这里,我们通过设计宽间隙半导体异质结构纳米腔来产生室温稳定的激子纳米激光,以产生与纳米腔光子耦合的热稳定激子。所产生的激元极化子的混合态具有大约370 meV的拉比频率,可以使极化子激射至室温,从而促进了小型化和集成极化子系统的实现。

介绍

固态系统中激子-极化子冷凝物的激光与常规激光的区别在于,具有宏观和自发相干性的低阈值极化子激光的展览(15)。激子和光子之间的强耦合对于形成称为激子极化子的玻色准粒子至关重要,通常通过嵌入高精细光学微腔中的二维(2D)半导体量子阱(QW)来实现(1, 4, 5)。尽管设计了精心设计的结构以获得高质量的激子和腔光子,但由于典型半导体中Wannier-Mott激子的结合能很小(〜10 meV),因此在低温下大多观察到极化子激射(4, 5)。对于较大的激子结合能的宽禁带半导体,例如GaN(〜20 meV)和ZnO(〜60 meV),最近在光和电注入下都实现了室温极化子激射(612)。此外,有机(13)和聚合物(14)由于Frenkel激子的大结合能(〜1 eV),材料在室温下也显示出极化子凝聚和激射。

尤其是,ZnO是一种有前途的半导体材料,由于其大的激子结合能超过了热能,因此可以实现室温极化子器件。高质量ZnO与平面微腔耦合已被研究以证明强耦合和室温极化激光(8, 10)。单晶ZnO微线以高品质因数支持耳语回音壁腔模,即使在高于室温的高温下也显示出极化激射(11)。此外,通过使用ZnO微丝放置在光栅结构上,实现了一维极化子超晶格,并提供了工程化的极化子态(12)。

激子与腔光子之间的耦合强度按比例缩放 Ω(f/Vm),其中Ω是拉比频率, f 是激子的振子强度,并且 Vm 是腔的模式体积(3)。半导体纳米结构(如纳米棒)同时产生激子和模腔体积较小的腔光子,从而增加了它们的相互作用时间,从而提高了耦合强度。在半导体纳米线腔中已经观察到尺寸可调和增强的耦合强度,从而无需高精细微腔即可实现强耦合(15, 16)。然而,室温极化电纳米激光的发展仍然受到激子的热不稳定性和纳米腔固有的低品质因数的限制(17)。一项最新的理论研究表明,诸如ZnO纳米线之类的纳米腔中的激光发射并非源自激子极化子,而是源自室温下的电子空穴等离子体(18)。就这一点而言,集成在纳米腔上的QW异质结构可通过提高激子强度和激子的热稳定性(超过整体性质),为实现室温极化激射铺平道路。

在这里,我们通过设计宽间隙半导体QW异质结构纳米腔,演示了简单纳米棒几何结构的室温极化纳米激光,每个腔均由被径向QW壳包围的纳米棒核组成。在非极性平面(六边形小平面)上生长的径向量子阱不受量子限制的斯塔克效应,从而提高了振子强度和激子结合能(19, 20)。光谱测量表明,与大体积激子相比,径向QW激子的振子强度和热稳定性大大提高。因此,径向QW结构可实现与限制在小模量(0.1μm3)纳米腔,在室温下产生〜370 meV的拉比频率。我们独特的方法利用了这些量子异质结构纳米腔,以实现持续的极化激射激光直至室温。此外,在量子异质结构纳米腔中观察到的远低于和高于Mott密度的双阈值行为,证明了从极化子向光子激光发射态的转变。

结果

量子异质结构纳米腔

本研究中使用的量子异质结构纳米腔由一个ZnO纳米棒核和一个多QW壳组成,该壳具有五对4nm厚的ZnO QW层和10nm厚的Zn0.90.1O阻挡层,如示意图所示 图1A。径向QW结构通过金属有机化学气相沉积(MOCVD)在ZnO芯阵列上生长(请参见材料和方法)。 图1B 展示了已生长的QW纳米棒阵列的扫描电子显微镜(SEM)图像,平均棒直径约为600 nm,棒长度约为2.7μm,属于支持结构Fabry-Pérot腔模的波导结构ZnO QWs发射波长范围内的轴向。径向截面扫描透射电子显微镜(STEM)图像证实了单晶径向QW的共形生长(Fig. 1,C和D),它们显示了五个周期的QW和势垒层。请注意,图中描述的QW纳米棒 Fig. 1 (C和D)用额外的ZnO层封装以获得QW区的高对比度STEM图像。通过轴向截面能量色散X射线光谱学进行结构分析,如图所示 图1E进一步证实了QW层的高度共形生长。为了研究QW纳米棒的激子性质,对转移到SiO上的单个QW纳米棒进行了空间分辨的微光致发光(PL)测量2/ Si基板。 图1F 展示了单个ZnO QW纳米棒与裸露的ZnO纳米棒(无QW)的激子发光光谱,其中每个光谱都是在连续波325 nm激光激发下以低泵浦功率在纳米棒的中心测量的密度为0.67 kW / cm2 在室温下。与裸露的纳米棒相比,裸露的纳米棒在〜3.26 eV处具有发射峰,半峰全宽(FWHM)为88 meV,而QW纳米棒显示出的激子发射强度要强得多,在FWHM时在〜3.32 eV处出现峰的58 meV。裸露的纳米棒的观察到的PL峰(〜3.26 eV)对应于游离A激子(3.306 eV)的第一个纵向光学(LO)声子副本,这是由于在大量ZnO(21)。但是,QW纳米棒的PL峰(〜3.32 eV)主要由零声子激子发射决定,因为在QW结构中激子和LO声子之间的耦合大大降低了(22, 23)。这导致〜14 meV的量子限制能量,这在5 K的低温反射率测量中得到了进一步证实(S1部分),并且与理论计算相符(24)。反射率测量还确定了与大体积相比,A和B激子在径向量子阱中的振子强度提高了2倍(S1节)。 QW纳米棒中观察到的蓝移,增强的强度和激子发射峰的减小的展宽源自量子限制效应(24, 25),表明径向QW结构即使在室温下也能提供具有增强的振荡器强度的热稳定激子(S1节)。

Fig. 1 量子异质结构纳米腔。

(ASiO上的单纳米棒偏振激光的示意图2 基质。插图显示了由五对锌组成的壳结构0.90.1O / ZnO QW层。 (B)成长中的QW纳米棒阵列的SEM图像,平均棒直径为〜600 nm,棒长为〜2.7μm。比例尺,1μm。 (C)STEM图像,显示了QW纳米棒的径向截面。比例尺,100 nm。 (D)QW区域的STEM放大图像。箭头表示ZnO阱。比例尺,20 nm。注意,将(C)和(D)中描绘的QW纳米棒封装有额外的ZnO层以获得QW区域的高对比度图像。 (E)QW纳米棒的轴向截面的元素映射图像,显示了核心ZnO纳米棒上QW层的共形生长。比例尺,300 nm。 (F)与裸纳米棒的光谱相比,单个QW纳米棒在室温下的激子发光光谱。

激子-极化子色散

激子极化子的形成及其在波导几何形状中的耦合强度可以通过在纳米棒的另一端被聚焦激光点激发时测量纳米棒一端的波导PL来分析(请参见材料和方法)。请注意,低激励水平(0.67 kW / cm2)用于创建激子密度(8.8×1016 cm−3)远低于Mott密度(1.5×1018 cm−3),因为在Mott密度以上,激子分解成电子空穴等离子体(17, 18)。 QW纳米棒中激子与腔光子之间的强耦合会产生耦合本征态,该本征态由具有真空拉比频率(Ω)的上,下极化子分支组成(26),它是激子和光子状态之间振荡的频率。 图2A 展示了在室温下在直径为640 nm,长度为2.75μm的QW纳米棒的末端和主体(中心)处测得的PL光谱。人体发射以洛伦兹形状的单峰为主,中心为〜3.32 eV,这是由于QW激子的发射所致。相反,最终发射由较高能量侧的〜3.32 eV处的弱肩峰和较低能量侧的〜3.20 eV处的强发射峰组成。由于激发点和检测点之间的距离较短,因此检测到非耦合激子发射会导致末端发射的弱肩峰(对应于人体发射峰)。在较低能量侧以〜3.20 eV为中心的强发射被分配给来自较低极化子分支的发射。下极化子分支的强而宽的发射揭示了清晰的多个共振峰,这是由于激发子极化子的本征模引起的,激子极化子是由QW激子和QW纳米棒中Fabry-Pérot腔光子组成的复合准粒子。根据共振峰,腔Q因子估计为〜150。通过将测得的共振峰与一维激子-极化子波导模式的理论模型拟合,能量动量(E-kz)可以得到激子极化子沿ZnO QW纳米棒的长轴的分散(16, 27)。 图2B 呈现 E-kz ZnO QW纳米棒的激子极化子的分散体,其直径为640 nm,长度为2.75μm。注意,这些数据点代表在等距动量处以π/的整数值测得的共振能量Lz,在哪里 Lz 是纳米棒的长度。为了确定对观察到的激子-极化子本征模有效的主导腔模,我们使用时域有限差分法(S2节)对纳米棒腔中的电磁场进行了数值计算。计算结果表明,QW纳米棒的主要腔模为HE。22 和 HE13。然后, E-kz 使用一维激子-极化子波导色散的理论模型来计算关系(S3节)。实验测得的等距矩为π/的共振能量Lz 符合计算 E-kz 通过在动量轴上平行移动数据点来实现极化扩散。请注意,等距矩的初始值可以通过模拟Fabry-Pérot腔模的场分布来粗略估算 kz = nπ/Lz,在哪里 n 是沿着的波腹数 z 轴(S2部分)。振荡器强度也作为拟合参数进行了调整。最后,与将QW激子与HE耦合时的本体激子相比,QW激子的振子强度提高了2倍,获得了极好的拟合度。22 腔模式 图2B)。这 E-kz ZnO QW纳米棒的激子极化子的分散证实了与〜370 meV的拉比分裂能(ℏΩ)的强耦合。

Fig. 2 室温下极化子分散。

(A)分别来自QW纳米棒的主体中心和末端(直径640 nm;长度2.75μm)的激子(蓝线)和波导(红线)PL光谱。最终发射显示出多个共振峰,这些共振峰对应于量子异质结构纳米腔中激子极化子的本征模。绿点虚线表示拟合的洛伦兹线形状,用于确定下极化子分支中的共振能量。整体拟合线由绿线显示。使用325 nm连续波激光激发以670 W / cm的功率密度进行测量2 采集时间为60秒。 (B激子极化子沿QW纳米棒长轴的色散关系。数据点表示在等距动量处以π/的整数值测得的共振能量Lz,在哪里 Lz 是纳米棒的长度。橙色实线表示对激子极化子HE的理论模型的拟合22引导模式,表明估计的拉比分裂能约为370 meV。水平的红色虚线表示QW激子能量。插图显示了计算出的电场强度(|Ey|2)在HE的径向横截面上22引导模式,能量为3.20 eV,其中白线表示QW区域。 a.u.,任意单位。

QW纳米棒中如此大的Rabi分裂能(ℏΩ)是由于QW激子的振子强度提高和纳米腔的模态体积减小(3)。在S1部分中,反射率测量结果显示纵向分裂(ℏωLTQW激子的)约为24 meV,表明振荡器的强度(f ≈ 2ωLTωT)的QW激子与A和B的大块激子相比提高了2倍(28, 29)。考虑到增强的振荡器强度,模式体积(0.1μm−3),以及场和QW之间的空间重叠(0.23)(16, 19, 30),拉比分裂能(ℏΩ)经计算约为374 meV,与从极化子色散获得的值非常一致(第S4节)。

室温激射特性

为了研究室温下ZnO QW纳米棒的激光发射特性,在355 nm脉冲激发下以各种泵浦注量对单个QW纳米棒进行了微PL测量(请参见材料和方法)。 图3A 显示了转移到SiO上的单个ZnO QW纳米棒的SEM图像2/ Si基板。 图3 (B到E)显示的光学图像显示了随着泵浦注量的增加从自发发射到相干发射。在激光阈值以上,从QW纳米棒观察到与纵向Fabry-Pérot腔模相关的典型干涉图样(31)。干涉图案是由纳米棒的两个端面的相干光发射引起的,由于纳米级孔处的衍射,光在该端面上几乎呈球形发射(31)。角度分辨的发射光谱进一步证明了这种发光的相干性,该光谱显示了与相位相关的干涉图样(32),类似于Young的双缝实验,其中纳米棒的两个端面发出的相干光相互干扰(第S5节)。 图3F 提出了室温下ZnO QW纳米棒的micro-PL光谱。泵通量为286μJ/ cm2,在3.225 eV的激射峰值能量处观察到发射强度突然增加,而在激射阈值以下观察到广泛的自发发射。一个显着的特点是,即使在室温下,接近阈值的单模激光也具有0.7 meV的极窄线宽。 图3G 示出了作为泵浦注量的函数的激光行为的光谱图。在低于Mott密度的范围内,随着泵浦注量的增加,观察到单模激射峰逐渐蓝移(<810 μJ/cm2),这是由于极化子与未凝聚的激子储层之间以及极化子之间的排斥相互作用(33)。随着泵注量进一步增加到莫特密度以上(>810 μJ/cm2),系统进入弱耦合状态,并且在较低能量侧出现另一个以〜3.195 eV为中心的激射峰,这可以用增益制度的转变来解释,并且由于在更高的激励水平下带隙重归一化(34)。随着激子从激子到电子空穴等离子体的逐渐过渡,激子峰发生了额外的蓝移,这是因为激子的结合能降低以及折射率的变化(34)。 图3H 比较低(360μJ/ cm2)和高(2272μJ/ cm2)泵注量,随着泵注量的增加,激射机理也发生了显着变化。

Fig. 3 室温极化子激光光谱。

(A转移到SiO上的单个QW纳米棒的SEM图像2/ Si基板。比例尺,1μm。 (BE)光学图像显示随着泵注量的增加从自发发射到相干发射。观察到与纵向法布里-珀罗腔模相关的干涉图样。 ( F)接近激射阈值的单个QW纳米棒激光器(直径580 nm,长度2.70μm)的光谱演化。使用355 nm脉冲波激光激发以180至360 mW / cm的功率密度收集所有激光光谱2 采集时间为10秒。 (G)QW纳米棒激光器的激光行为与泵浦注量的函数关系的光谱图。 (H低(360μJ/ cm)的QW纳米棒激光器的归一化发射光谱2)和高(2272μJ/ cm2)泵注量。

极化激射本质上要求激子在阈值以上激发下与光子牢固耦合。然而,随着激发的增加,激子密度也增加,并且库仑筛选降低了激子的结合能,导致系统最终进入不相关的电子-空穴等离子体的状态。区分激子和电子-空穴等离子体机制的关键密度标准是莫特密度,在该实验中,块状ZnO的实验测量值为1.5×1018 cm−3 在室温下 (18, 35)。对于理想的2D QW,激子玻尔半径减小到等效3D激子半径的一半(36),从而导致2D激子的Mott密度更高。但是,对于本研究中使用的ZnO QW,由于QW的厚度(4 nm)大于块状ZnO的激子玻尔半径(〜1.8 nm),因此Mott密度将稍大于或等于块状ZnO的值。 (17)。现实的GaN和GaAs量子阱中的Mott密度与大部分GaN和GaAs量子阱中的Mott密度几乎相同(3740)。因此,将块状ZnO的Mott密度用于QW和裸露的纳米棒,以定性比较它们的激光特性。

QW纳米腔的极化激射特性

为了验证观察到的激射作用是由于ZnO QW纳米棒中激子极化子的相干性所致,我们通过改变激发通量来研究随着电子空穴对(EHP)密度增加而产生的激射特性。 图4A 图中显示了积分强度与室温下入射泵注量的关系的对数关系图,结果证实了明显的阈值现象。值得注意的是,ZnO QW纳米棒的发射阈值为286μJ/ cm2,远低于810μJ/ cm的临界跃迁激发2 对应于莫特密度。在激射阈值以上,极化子色散仍保持为〜360 meV的拉比分裂能(ℏΩ),表明极化子激射发生在强耦合状态下(S6节)。此外,QW纳米棒显示出高于临界激发的第二阈值的行为特征,该临界激发对应于Mott密度,其中发生从极化子到光子激光的跃迁。第二个阈值行为证明了随着光子激射的发生,从强耦合状态过渡到弱耦合状态,如在基于GaAs的低维微腔中观察到的(41, 42)。连同观察到的激射峰蓝移(图3G),第二阈值行为强烈支持在ZnO QW纳米棒中观察到的激光起因于激子极化子的强耦合。根据统计数据(第S7节),可重复观察到QW纳米棒的双阈值行为。

Fig. 4 极化子激光的密度和温度依赖性。

(AB)积分强度的双对数图(A)和线宽(B)是QW纳米棒和裸露的纳米棒在室温下泵浦注量的函数,显示出明显的激光阈值行为。 ( C)对于QW和裸露的纳米棒,阈值泵注量处的EHP密度在77至297 K的温度范围内。水平虚线表示室温下ZnO的莫特密度。 (D) Spectral map of the QW nanorod laser measured in the temperature range from 77 to 297 K, showing the temperature-dependent evolution of the lasing mode. The yellow dashed line represents the temperature-dependent exciton energy of the QW nanorod. The white dotted lines indicate the pure photon modes of Fabry-PéQW纳米棒的腐烂腔共振。

还显示了裸露的ZnO纳米棒的相同图,以进行比较。从裸露的ZnO纳米棒的激发阈值出现在激发(905μJ/ cm2)高于对应于Mott密度的临界值,意味着裸露的纳米棒中的激光是来自电子空穴等离子体的光子激光(S8部分)。在第S7节中还提供了有关裸露的纳米棒的发射阈值的统计信息。 图4B 给出了线宽对泵浦注量的双对数图。对于QW和裸露的纳米棒,激光线宽均远低于与计算出的质量因数(<500)用于纳米棒几何中的光子腔模。一个重要的区别是,对于QW纳米棒,线宽一直保持到达到Mott密度为止,然后随着系统进入光子激射状态,线宽逐渐增加,而对于裸露的纳米棒,线宽则逐渐增加。激光峰的线宽是由于与电子空穴等离子体(43)。为了进一步研究与激发有关的激光行为,我们在从77到297 K的温度范围内,测量了从阈值泵通量获得的阈值处的EHP密度。请注意,每个QW的阈值EHP密度使用通过转移矩阵法计算的QW结构中的净吸收(第S9节)。 图4C 绘制了QW纳米棒和裸露的纳米棒的阈值EHP密度与温度的函数关系。对于QW纳米棒,阈值EHP密度低至4.5×1016 cm−3 在77 K时,随着温度的升高缓慢增加,最高可达2.8×1017 cm−3 在室温(297 K)下;整个温度范围内的所有值都远低于1.5×10的莫特密度18 cm−3。相反,随着温度的升高,裸露的纳米棒的EHP阈值密度迅速增加。阈值密度最终超过257 K以上的Mott密度,并达到3.2×10的值18 cm−3 在室温下。 图4D 提出了QW纳米棒的激射模式的温度依赖性演化。数据显示由于温度引起的激子能量移动(黄色虚线),给定的激光模式随着温度的升高而逐渐发生红移。此外,由于QW纳米棒中极化子本征模的离散和狭窄分布,在77至297 K的宽温度范围内观察到了连续的模态变化。注意,由于避免了激子和光子分散体的交叉,极化子的模间距比空腔光子的模间距小得多(白色虚线)。激射模式的变化与激子极化子的弛豫和种群机制密切相关。激射模式和激子共振之间的能量分离对应于〜72 meV的LO声子能量(17),表明极化子本征模的总体由激子储层的LO声子弛豫控制(44)。相比之下,由于在电子空穴等离子体状态下进行光子激射,在267至297 K的温度范围内,裸露的纳米棒的激射模式出现在激子共振能量附近或之上(部分S10)。这些结果突出了量子异质结构在实现单个纳米结构中室温极化激射中的关键作用。

讨论

我们已经成功地证明了量子异质结构纳米腔中的室温激子极化激射。凭借其热稳定性,增强的振荡器强度以及与QW激子的腔光子的强耦合,这样的量子异质结构纳米腔显示出持久的激子极化激射,直至室温。一维激子极化子色散关系中的大拉比分裂能证实了极化子激射。在量子异质结构纳米腔中观察到的远低于和高于Mott密度的双阈值行为,证明了从极化子向光子激光态的转变。我们的演示开辟了研究纳米级系统中各种有趣的极化现象的可能性,并使实现在室温下运行的高效纳米激光器,全光逻辑门和量子计算设备成为可能。

材料和方法

装置制造

量子异质结构纳米腔是通过两步生长程序制造的。首先,使用等摩尔硝酸锌水合物和六亚甲基四胺的水溶液,通过水热法,在ZnO(200 nm)/蓝宝石衬底上使用图案化的纳米孔光致抗蚀剂掩模合成ZnO纳米棒阵列。然后,使用配备计算机控制气流系统的淋浴喷头式MOCVD反应器,在核心ZnO纳米棒上生长五对ZnMgO / ZnO层。二乙基锌(DEZn),双(环戊二烯基)镁(CP 2镁)和O2 气体分别用作Zn,Mg和O的来源。 Ar用作载气。锌0.90.1O在810°C和CP下生长2镁与DEZn的流量比为0.2。通过控制(DEZn + CP)优化了高质量QW结构的生长条件2镁)/ O2 ratio.

光学测量

将已生长的纳米腔干燥转移到400 nm厚的SiO上2涂覆的Si基板用于光学测量,方法是使用配有物镜(Nikon)的家用显微镜进行。使用中性密度滤光片调节激发功率。对于空间分辨micro-PL光谱,通过物镜[60×,0.7数值孔径(NA)]将连续波325 nm He-Cd激光(Kimmon Koha)聚焦到〜3μm的束斑,功率密度范围为0.67至2.2 kW / cm2,对应于估计的8.8×10的激发EHP密度16 到 3.5 × 1017 cm−3。使用相同的物镜和光纤在焦点图像平面上收集PL光谱,导致空间分辨率小于300 nm。光纤收集的信号耦合到0.5米光谱仪(Acton)和光谱分辨率为0.1 nm的冷却电荷耦合器件(Pixis 2K,Princeton Instruments)。使用相同的光学设置检查纳米腔的激光发射特性,但使用脉冲波355 nm激光(Teem Photonics)以1 kHz的重复频率和350 ps的脉冲宽度进行激发,并聚焦20倍。 ×,0.45 NA物镜的束斑尺寸约为〜14μm。温度相关的测量是使用液氮冷却的低温恒温器(Janis Research)进行的。

补充材料

有关本文的补充材料,请访问: http://advances.cqonlead.com/cgi/content/full/5/4/eaau9338/DC1

S1节。裸棒和QW纳米棒的振荡器强度

第S2节。 Fabry-Pérot腔模的数值模拟

第S3节。 QW纳米棒腔中具有引导模式的极化子色散曲线

第S4节。 QW纳米棒腔中的拉比分裂能

第S5节。 QW纳米棒的角度分辨发射光谱和空间相干性

第S6节。偏振光色散高于激光阈值密度

第S7节。激光阈值的统计数据

第S8节。裸露的ZnO纳米棒腔的室温激光光谱

第S9节。裸露和QW纳米棒中EHP密度的估算

S10节。裸露的ZnO纳米棒的随温度变化的激光特性

图S1裸露和QW纳米棒在5 K下的反射光谱。

图S2 HE的电场分布22 和 HE13 纳米棒腔几何中的波导模式。

图S3极化子色散曲线。

图S4。 QW纳米腔的角度分辨发射光谱。

图S5激子密度高于激光阈值时的光致发光光谱和极化子色散。

图S6。 QW和裸露的纳米棒的激光阈值的统计数据。

图S7 ZnO纳米棒裸腔的发射光谱取决于泵浦注量。

图S8。 ZnO和Zn的吸收光谱0.90.1O层。

图S9。裸露的ZnO纳米棒的温度相关激光光谱。

参考 (4550)

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参考和注释

致谢: 资金: 这项工作得到了韩国国家研究基金会和DGIST R的基础科学研究计划(2016R1A2B4014448和2016R1A6A3A11933287)和领先的外国研究所招募计划(2018K1A4A3A03075584)的支持。&韩国政府科学和信息通信技术部资助的D计划(19-BT-02)。宾夕法尼亚大学的工作得到了NSF(美国)的RAISE-EQuIP-NSF-ECCS-1842612资助。 作者贡献: J.-W.K.和C.-H.C.构思了这个项目。 J.-W.K.和S.-J.P.制作了样品。 J.-W.K.,W.L。和C.-H.C.进行了光学测量。 J.-W.K.和B.S.执行了数值计算。 J.-W.K.,R.A。和C.-H.C.分析数据并撰写稿件,并征求所有作者的意见。 利益争夺: 作者宣称他们没有竞争利益。 数据和材料可用性: 本文和/或补充材料中提供了评估本文结论所需的所有数据。欢迎读者对本文的在线版本发表评论。信函和材料要求应联系C.-H.C. (chcho {at} dgist.ac.kr)或R.A. (riteshag {at} seas.upenn.edu)。
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