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Le verrouillage du moment spinal est un phénomène d’onde global prometteur pour des applications en électronique et en photonique en acoustique Lord Rayleigh a démontré que les ondes acoustiques de surface présentent un mouvement de particules elliptique caractéristique étonnamment similaire au verrouillage du moment de spin, bien que ces ondes soient devenues l’une des technologies acoustiques rares d’importance industrielle, however, l’observation de son spin transverse est restée un défi ouvert.Ici, nous observons la dynamique du spin complet en détectant une cycloïde ultrarapide d’électrons entraînée par le champ électrique de spin généré par une onde acoustique de surface se propageant sur une plaque de niobate de lithium. Un puits quantique tubulaire enveloppé de nanofils agit comme un capteur ultrarapide pour suivre le mouvement périodique complet des électrons. Notre approche photovoltaïque acoustique ouvre des directions jusqu’alors inconnues dans les domaines combinés de la nanoacoustique, de la nanophotonique et de la nanoélectronique pour une exploration future.

In 1885, Lord Rayleigh a étudié la propagation des ondes à la surface d’un milieu élastique. Il s’est rendu compte qu’un mode spécifique, le mode de Rayleighroulant”, présente un mouvement elliptique caractéristique dans le sens inverse des aiguilles d’une montre dans le plan normal à la surface et parallèle à la propagation (1) Ce mouvement de spin est cohérent avec un moment cinétique remarquablement similaire au blocage du moment de spin, une propriété générale observée dans les systèmes électromagnétiques (2-11) ainsi que électroniques (12-14) où le moment de l’onde et direction de désintégration, et le spin forme un triplet fermé (voir Figure 1 a) En photonique, ce transfert d’énergie directionnel, qui dépend de la polarisation localisée des ondes éphémères, est observé dans l’émission de boîtes quantiques à proximité de cristaux photoniques topologiques (15- 17), la diffusion de polaritons de plasmons de surface aux surfaces de surface (3, 18) et les atomes froids couplés De plus, dans les matériaux 2D, des expériences récentes ont montré que le couplage entre la pseudo-colonne vallée du disulfure de tungstène (WS2) et le spin optique des plasmons dans les nanofils d’argent (NW) conduit à la propagation directionnelle des excitations induites. Polarité circulaire (19) Un phénomène similaire a également été observé dans les modes magnon d’un résonateur magnétique sphérique fer-yttrium où le couplage spin-orbite dans les modes de galerie de chuchotement conduit à une forte non-réciprocité (20) Des travaux récents ont également montré que les électrons passant à travers les molécules chirales présentent une sélectivité de spin dans Transmission (21, 22) ouvre cette question intéressante de l’observation du verrouillage spin-impulsion et des phénomènes connexes dans les ondes sonores

(A) Profil spatial réel calculé de Rayleigh SAW se propageant le long de la direction z sur un cristal de LiNbO3 coupé en Y Le code de couleur est le potentiel piézoélectrique, les flèches montrent le champ électrique calculé dans un demi-espace au-dessus du solide formant la quantité de mouvement, décroissance et spin du champ Rotation électrique générée par Rayleigh SAW triple à droite La direction de rotation du champ électrique et du déplacement dans la direction de propagation le déplacement calculé (B) et le champ électrique (C) sont verrouillés (panneaux principaux) Les panneaux latéraux Rayleigh SAW présentent une taille normale de rotation transversale normale à la surface (Y = 0) calculée à partir du mouvement mécanique et du champ électrique comme décrit dans le texte principal La rotation mécanique montre un changement de pierre tombale à signe02 × λSAW sous la surface, taha, du sens antihoraire vers le sens horaire, tandis que la rotation électrique change du sens inverse des aiguilles d’une montre à exactement le sens des aiguilles d’une montre à la surface

Les ondes sonores, décrites par le mouvement des degrés de liberté mécaniques, sont fondamentalement différentes des modes électromagnétiques en photonique et des états fermoniques en électronique Cependant, le verrouillage spin-impulsion est un phénomène universel qui résulte des ondes éphémères, and so, des similitudes frappantes existent entre les ondes électromagnétiques, électroniques et acoustiques ( 23-26) More precisely, les ondes acoustiques de Rayleigh de surface (SAW) (1) présentent des déplacements transversaux et longitudinaux, par rapport à la direction de propagation à la surface du matériau, avec une phase intrinsèque différence entre ces deux composants. Dans les SAW de Rayleigh, il constitue un exemple exemplaire de verrouillage de l’impulsion de spin pour les ondes élastiques Ces prismes ont le potentiel d’être combinés sur puce avec des technologies optiques et électroniques, ils ont également trouvé une myriade d’applications allant de technologies pour transmettre des informations entre les micro-ondes et les fréquences optiques aux sciences de la vie (27) Malgré le fait que Lord Rayleigh a postulé un mouvement circulaire elliptique, l’observation directe de ce moment angulaire est Sera présenté à la rotation a été un défi ouvert

La surveillance de la rotation de Rayleigh SAW est difficile et nécessite un capteur de champ vectoriel fonctionnant à des fréquences allant du mégahertz au gigahertz Il convient de noter que les méthodes traditionnelles de détection du spin acoustique du son aérien à des fréquences audibles aussi basses que quelques kilohertz exploitent les méta-atomes macroscopiques avec des dimensions du millimètre au centimètre d’échelle Ainsi, ces dimensions macroscopiques et périodes intermédiaires ne nécessitent pas de systèmes de détection avancés. Therefore, les capteurs de pression macroscopiques peuvent être utilisés directement pour détecter le champ de pression local, et donc la rotation acoustique du son aérien (28, 29). être appliqué pour détecter la rotation de la radiofréquence (rf) Rayleigh SAW à -100 MHz Parce qu’une vitesse de phase d’environ un ordre de grandeur réduit la longueur d’onde à quelques micromètres Ici, nous utilisons des matériaux piézoélectriques comme substrat pour propager les Rayleigh SAW car ils produire un champ électrique circulaire, généré par le SAW, à la surface du matériau piézoélectrique (30, 31) L’observation directe de ce champ de spin nécessite cependant un capteur ultrarapide à l’échelle nanométrique particulièrement sensible aux champs électriques. des sondes telles que les centres de lacunes d’azote dans le diamant ne répondent qu’au champ magnétique et font également une moyenne sur le signal temporel pour observer le champ. Nous utilisons donc des semi-conducteurs NW pour proposer un capteur de rotation unique pour l’observation temporelle directe de ce champ électrique tournant (32, 33)

In this article, nous observons directement la rotation du champ électrique provoquée par la propagation de Rayleigh SAW à la surface d’une plaque de niobate de lithium (LiNbO3), un matériau piézoélectrique polyvalent (34) avec des applications non linéaires et sur puce, intégrant photonique et nanoacoustique (35-35) 37) Dans notre travail, ce spin est le moment cinétique d’une onde classique et non le cas d’un cratère de mécanique quantique (38) Nous exploitons un capteur NW unique avec un puits quantique tubulaire (QW) qui fournit une signature directe du verrouillage de l’impulsion de spin dans les ondes sonores grâce à un mouvement limité dans le temps du spin électronique. Cartographie de l’ensemble du champ vectoriel de spin, dans une magnitude inférieure à la longueur d’onde, grâce à une sonde résolue en temps du mouvement longitudinal et transversal des charges dans un capteur NW est fondamentalement différent des méthodes utilisées en photonique et en électronique, où les conséquences du verrouillage spin-impulsion ne sont indirectement déduites que par la directivité. Champs de propagation Notre capteur NW est un instrument de mesure unique pour surveiller les oscillations du champ électrique vectoriel à l’échelle nanométrique avec ultrarapide précision du temps

Équations de mouvements pour les ondes électriques et acoustiques de surface à la surface d’un matériau piézoélectrique résolu numériquement pour l’un des substrats SAW les plus technologiquement pertinents, LiNbO3 (30, 31) Nous considérons, sans perdre en généralité, que Rayleigh SAW se propage le long de la Direction Z d’un cristal de LiNbO3 découpé en forme Y La figure 1a montre le profil spatial réel calculé de SAW avec des potentiels électriques à code couleur superposés.La figure 1 (B et C) montre le déplacement et les champs électriques dans le plan sagittal marqué sur la figure 1a Les rotations électromagnétique et acoustique sont données par SE = 12ωIm (ϵ0 E * × E μ0 H * × H) (39–41) et SA = 12ω Im (ρ v * × v) (24, 28), respectively, où E , H, et v sont respectivement le champ électrique, le champ magnétique et l’intensité du vecteur de masse et de vitesse dans la résolution des équations d’onde de Rayleigh, une approximation électrostatique a été supposée. Therefore, la contribution à l’électromagnétisme SE provient uniquement du champ électrique dans notre cas les panneaux latéraux des figures La figure 1 (B et C) montre les champs acoustiques et électromagnétiques standards en fonction des coordonnées Y de la propagation sur La longueur de la direction Z positive (kZ > 0) a été analysée L’acoustique n dans le panneau latéral de la figure 1B pointe hors du plan sagittal près de l’interface et fait basculer la marque à ~0 2 longueur d’onde loin de l’interface comme indiqué par la ligne pointillée.Cela montre que bien que le sens de rotation acoustique soit verrouillé dans la direction de la quantité de mouvement, il ne forme pas nécessairement un triplet conventionnel avec quantité de mouvement et décroissance, une propriété des SAW de type Rayleigh. Pour la rotation électromagnétique, comme indiqué dans le panneau latéral de la figure 1C, la rotation pointe hors du plan au-dessus de la surface, l’élan, la décroissance et la rotation forment un trois à droite comme le montre la figure 1a À l’intérieur du matériau, le spin électromagnétique bascule avec la direction de la décroissance et ainsi, l’élan, la décroissance et le triple spin de droite sont conservé

Ensuite, nous démontrons l’observation expérimentale directe de la rotation électrique d’un SAW (Fig. 2a) Nous avons fabriqué un dispositif SAW comprenant un transducteur interdigital (IDT) qui permet l’excitation électromécanique de la propagation du SAW à une vitesse de phase de cSAW = 3495 m/s en appliquant une tension RF adaptée Pour la conception de l’IDT, plus de détails peuvent être trouvés dans le matériel supplémentaire La longueur d’onde conçue de λSAW = 18 μm de l’IDT correspond à une période antérieure du spin SAW de TSAW = 5150 ns Expériences sont effectuées à T = 8 K. So, l’énergie thermique dépasse l’énergie du phonon individuel ( kBTh/TSAW), ce qui place notre expérience dans un système multhonon classique. Un semi-conducteur NW est transféré sur la surface d’un SAW conventionnel puce, et les électrons au sein de cette paire de nanostructures sont fortement transférés au spin électrique de SAW. La figure 2 (B et C) montre le résultat de la modélisation par éléments finis qui confirme le fort couplage électrique de la diffusion de SAW à la surface du LiNbO3 au semi-conducteur NW Ici, nous considérons le NW dont la longueur est mappée sur λSAW pour échantillonner toutes les phases locales de SAW en une seule simulation (42) La forme spatiale du potentiel électrique (notée par luan) sur la figure 2B avec le champ électrique dérivé (arrows) la composante électrique du SAW est transférée directement au NW Ceci est encore confirmé sur la figure 2C, où l’évolution temporelle du transversal (normal à la surface) et du longitudinal ( parallèle à la direction de propagation) est évalué à une position fixe dans le NW Ces données de simulation confirment que le déphasage caractéristique π/2 entre les composantes longitudinale et transversale du champ électrique de SAW sur LiNbO3 est fidèlement conservé dans le NW

(a) Un schéma du dispositif comprenant un substrat LiNbO3 et le capteur NW (pas une échelle) placé sur sa surface SAW est généré en appliquant une tension alternative à l’IDT, et la direction NW est choisie pour être le long la direction de propagation du SAW Le laser pulsé se focalise sur dLaser = 1 spot mesure 5 m de diamètre et excite les porteurs en NW à un moment bien défini pendant le cycle acoustique L’émission tomographique QW est filtrée et détectée spectroscopiquement (b) Calcul du potentiel électrique du SAW dans Substrat LiNbO3 et NW (C) Composantes longitudinales et transversales de Edans le milieu NW La caractéristique de déphasage π/2 des SAW de Rayleigh (d) montre un diagramme schématique de la structure hétérogène tubulaire QW enroulée autour du noyau NW QW1 (bleu ) et QW2 (rouge) décalés axialement ≈ 20 m le long de l’axe NW et situés en haut et en bas, respectivement sur les spectres PL de deux sites montrent que QW1 et QW2 se distinguent par leurs énergies d’émission caractéristiques Arp, unités aléatoires (e ) Les émissions PL dépendantes du temps dans QW1 et QW2 montrent une anticorrélation claire, prouvant que les deux sites de localisation sont corrélés

Le capteur NW lui-même contient un GaAs/(Al)GaAs multi-sections hexagonal, enroulé autour d’un noyau lNW = GaAs d’une longueur de 10 m schématique sur la figure La figure 2D montre qu’un QW tubulaire de 5 nm (Grey) est confiné à la bande interdite supérieure de Al03Ga07 en tant que barrières. Plus de détails sur la croissance de NW peuvent être trouvés dans les matériaux supplémentaires et dans (33) la nature tridimensionnelle unique de cette structure hétérogène est la clé de l’observation expérimentale de la rotation transversale de Au cours de la croissance de cette structure hétérogène radiale, des fluctuations d’épaisseur et un écart par rapport à la section transversale hexagonale idéale se produisent (33), ce qui est essentiel pour l’expérience de nanodétection ultrarapide Pour ce NW particulier, l’épaisseur du QW est localement augmentée par rapport à sa valeur nominale dans deux sections distinctes ombrées en rouge et en bleu sur la figure 2d Dans la suite, nous appelons ces sections QW1 (bleu) et QW2 (rouge) , respectivement dans chaque section, La fonction d’onde d’énergie électronique est localisée, ce qui entraîne des énergies de quantification plus faibles, et les deux parties peuvent être facilement distinguées de leur émission optique.QW1 et QW2 sont spatialement déplacés.

Les segments interconnectés QW1 et QW2 sont décalés le long de la direction de diffusion SAW et dans sa direction transversale normale à la surface LiNbO3. Ce déplacement est essentiel pour isoler les signatures correspondant à la rotation transversale de SAW. Therefore, nous fournissons des preuves détaillées caractérisant le comportement fondamental du capteur NW. PL) enregistré à partir de deux positions dans les panneaux de gauche et du milieu Le spectre est tracé à partir de l’autre position en lignes claires dans chaque panneau à des fins de comparaison Les deux positions sont décalées le long de l’axe NW de 20 axialm axial Le signal PL détecté provient de la recombinaison d’électrons et de trous provoquée par un laser de 660 nm dans le QW Radial à la position 1 (to the left), l’émission de QW1 (bleu) avec une énergie d’environ 1 562 eV domine, tandis que l’émission de QW2 (rouge) avec une énergie d’environ 1585 eV est relativement faible. En se déplaçant vers la position 2 (centre), la distribution d’intensité exactement opposée est observée, où QW2 montre une densité plus élevée par rapport à QW1 Ces observations prouvent que les deux parties sont décalées le long l’axe NW, avec QW1 plus proche de la SAW de tir IDT De plus, QW1 et QW2 sont sur des côtés différents de l’hexagone, avec QW1 situé sur le côté opposé Lowe, tandis que QW2 est situé sur la face inférieure près de la surface de LiNbO3. Moreover, le fait que les deux pics d’émission soient observés aux deux positions est la première indication que les deux régions sont interconnectées et que des porteurs peuvent être échangés entre elles.

Nous présentons maintenant des expériences PL résolues en temps caractérisant le comportement du capteur NW sans la présence de SAW excité Le temps transitoire détecté pour QW1 et QW2 est comparé sur la Fig. 2E Nous observons la dynamique d’émission couplée de QW1 et QW2: tandis que QW1 montre une dégradation rapide (constante de temps τQW1 , rapide = 04 ns) aux temps courts et constante de temps lenteQW1, lente = 07 ns) Aux temps plus longs, le comportement de QW2 est exactement opposé à celui de τQW2, rapide = 03 ns et τQW2, lent = 06 ns, respectivement Cette recombinaison corrélée est une empreinte sans ambiguïté de la dynamique d’émission couplée et est donc une preuve directe que QW1 et QW2 sont corrélées.Nous exploiterons la dynamique des porteurs de charge couplés dans QW1 et QW2 pour isoler la signature temporelle de les champs électriques rotationnels.

Dans notre expérience de sondage de spin pour SAW, nous définissons le temps absolu (t) : ce temps est défini par l’oscillation sinusoïdale de la composante de déplacement transversal SAW, uY, qui est tracée en bleu au centre, comme le montre la figure 3a à t = 0 , le vecteur champ électrique Eest transversal, pointant vers le bas vers le substrat comme indiqué dans le panneau supérieur, E → (flèche rouge) subit la rotation caractéristique dans le sens inverse des aiguilles d’une montre aux positions QW1 et QW2 avec une période TSAW = 515 ns. Nous excitons le NW par Laser ≃0 impulsion laser d’une longueur de 09 ns représentée en rouge sur la figure 3a Le délai entre l’impulsion laser et le temps absolu défini par SAW est indiqué par . So, l’impulsion laser génère des électrons et des trous dans le QW à un moment bien défini au cours du cycle acoustique des paires de champs Électrodéposition en fonction du temps des porteurs de charge au sein de la structure hétérogène 3D du réseau NW via l’effet photovoltaïque Le mouvement de transfert d’électrons est environ un ordre supérieur à celui des trous (43) So, à la force SAW (Prf = −4 dB) appliquée dans nos expériences, les trous restent photogénérés semi-stationnaires Nous pouvons attribuer fidèlement notre observation expérimentale à la dynamique spatio-temporelle des électrons (32) Ce couplage nous permet d’observer le spin transverse de SAW et est schématiquement illustré sur la Fig. 3b Dans ces diagrammes les directions dans lesquelles le champ électrique accélère Eélectrons ( noir) sont indiqués Au sein de la structure hétérogène à des instants absolus marqués par des flèches vertes Par exemple, à t = 0 (schéma I), E → est orienté selon la direction -Y, pointant vers le substrat et ainsi, les électrons sont accélérés vers le haut dans le sens inverse au sein de la structure hétérogène Au fur et à mesure que t avance, E → rotation horaire de la charge négative de l’électron n’affecte pas le sens antihoraire de cette rotation, qui est parfaitement conservé.Toutefois, la direction de la force d’accélération montre un déphasage qui peut être vu directement dans la séquence des tracés de I à IV

(A) La composante de déplacement transversal uY (bleu) oscille avec la période SAW de TSAW = 515 ns Les électrons et les trous sont injectés par excitation optique à l’aide d’un laser pulsé, marqué en rouge, avec un retard librement programmable τ pendant la cycle au fil du temps, Le vecteur de champ électrique tourne comme indiqué en bas (b) Les schémas montrent le mouvement des électrons (noir) à l’intérieur du QW à des moments distincts au cours du cycle acoustique La direction de ce mouvement est exactement opposée à celle de Eet conduit à des trajectoires circulaires La signification de cette cycloïde est déterminée par la rotation transversale (C) Observation expérimentale du spin de l’électron PL dépendant du temps des croisements QW1 (bleu) et QW2 (rouge) montrant des pentes ascendantes et descendantes nettes (arrows) à temps distincts au cours des cycles acoustiques indiqués en (b) Ces contre-corrélations sont une preuve directe du mouvement Périodicité des électrons dans un QW tubulaire L’encart montre les transitoires montrant les pentes correspondantes des deux signaux dans la période de temps donnée Une estimation prudente du temps la résolution est donnée par la barre d’échelle (d) Score d’intensité d’émission mesuré DoEI = IQW1IQW2IQW1 IQW2 Dérivées des données en (C), les lignes noires et rouges sont respectivement des données brutes et lisses

La figure 3 (C et D) montre des données expérimentales prouvant le mouvement périodique des électrons entraînés par le moment angulaire transverse de SAW pour un retard parfait τ = −TSAW6 Les transitoires de temps PL bruts pour QW1 (bleu) et l’autre pour QW2 ( rouge) sont tracées sur la figure 3c Nous traitons ces données et définissons le degré d’intensité d’émission naturelle défini comme DoEI = IQW1IQW2IQW1 IQW2 Cette quantité est une mesure du nombre d’électrons dans les deux segments QW, avec DoEI = 1 et DoEI = − 1 pour les émissions qui se produisent uniquement à partir de QW1 et QW2, respectivement dans Supplementary material, nous présentons des données supplémentaires dans lesquelles nous accordons un cycle acoustique complet, traçant ainsi la dynamique complète.Ces données confirment l’observation de la rotation acoustique transversale du SAW. les graphiques montrent que la direction des électrons (noir) accélère dans la région QW1 et QW2 à mesure que le temps absolu t progresse par rapport à t = 0, le champ électrique pointe vers le bas le long de Z (schéma I), so, les électrons sont accélérés dans le direction opposée vers la partie supérieure du NW dans les transitoires de temps brut Sur la figure 3C, nous observons une extinction de l’intensité d’émission QW2, tandis que QW1 reste élevé Cette nature anti-cohérente peut être vue clairement comme une augmentation de j DoEI sur la figure 3D, qui est une preuve directe de la diminution de la population appariée de QW2 et de la population de QW1 Les électrons sont accélérés de la face inférieure vers la face supérieure en raison de la composante transversale du champ électrique car les segments sont situés dans différentes parois latérales comme le montrent les diagrammes au fur et à mesure que t progresse, ils restent L’intensité QW2 est faible, tandis que l’intensité QW1 décroît très lentement, entraînant un plateau DoEI Ces observations surviennent en raison de la combinaison de deux effets : injection d’électrons dans le QW1 région et migration de population de QW2 Ce premier effet se produit à travers le champ électrique parallèle au vecteur d’onde de SAW E → ∥k → , provoquant l’accélération des électrons dans la direction opposée comme indiqué dans le schéma II L’effet caractéristique suivant se produit pendant le cycle acoustique à t = 27 ns A cet instant, E → est transverse, pointant vers le haut, donc les électrons se déplacent vers le substrat Cela entraîne une migration de Population depuis la face supérieure sur laquelle se trouve QW1 et injectée dans QW2 sur la face inférieure. , le vecteur de champ électrique tourne et les électrons sont accélérés le long de la direction axiale vers QW2 Dans les données expérimentales, nous observons spécifiquement le comportement du compteur Ralentissez l’émission attendue de QW1 pour éteindre à nouveau QW2 comme indiqué par les flèches sur la figure 3c. L’encart montre la dérivée des données mettant en évidence les pentes correspondant aux deux transitoires. Moreover, le DoEI obtenu diminue initialement lentement et rapidement et devient négatif à t = 45 ns, Les électrons ont terminé le toroïdal complet et le DoEI a finalement atteint son minimum global, à t = TSAW = 515 ns, le cycle suivant commence par l’extinction d’émission QW2 et le DoEI augmente à nouveau Les maximums de DoEI locaux peuvent provenir d’un mouvement faible mais limité des trous de mouvement vers le bas (32, 44) Tous les ajustements de densité corrélés observés reproduisent fidèlement le mouvement toroïdal des électrons entraînés par le spin électrique transversal du SAW

In summary, la nature 3D du QW tubulaire nous a permis de détecter fidèlement les cycloïdes électroniques entraînés par le moment de spin transversal du SAW La résolution temporelle ultrarapide de notre capteur est particulièrement capable de détecter l’orientation, et donc la rotation du vecteur de champ électrique à des fréquences > 100 MHz Enfin, notre méthode basée sur le NW ouvre la voie à l’observation directe du ciel photonique et, in the long term, à la détection du moment spatio-angulaire de la lumière et du son dans les systèmes optiques, photoniques et mécaniques quantiques (52-55)

Les IDT avec une longueur d’onde de conception λSAW = 18 μm ont été directement modélisés sur des substrats en oxygène réduit LiNbO3-x en forme de Y par lithographie par faisceau d’électrons dans un processus de levage standard utilisant du Ti métallique 10 nm suivi d’Al 60 nm

Le NW étudié est identique au NW5 dans notre article précédent (33) et a été cultivé par un faisceau moléculaire d’épitaxie (56) de ~lNW = 10 inm de longueur et contenant un coeur hexagonal GaAs de ~60 nm de diamètre, qui croît le long de la direction {111} Dans la direction radiale, la structure hétérogène s’est développée autour des surfaces latérales hexagonales {110} NW du noyau comme le montre schématiquement la Fig. Entraînant l’inclusion de GaAs tubulaire QW entre deux Al03Ga07 comme barrières de passivation, la structure multicellulaire a été amplifiée par une couche mince de gallium de 5 nm.

Les mesures optiques rapportées dans cet article ont été effectuées dans un régulateur de débit d’hélium avec des conducteurs RF intégrés à des températures T = 8 K NW a été excité par une diode laser actionnée de l’extérieur, émettant Laser = 90 ps de longues impulsions d’onde laser = 660 nm , qui se concentre sur dTaille du spot laser = 15 m par 50× microscope objectif Le taux de répétition des impulsions laser est activement verrouillé sur une phase bien définie du signal RF qui génère le SAW en ajustant le temps de retard τ entre le laser et l’excitation SAW de 0 À la TSAW, les porteurs de charge peuvent être excités dans une phase distincte de la SAW Les bandes d’émission individuelles ont été filtrées à l’aide d’une imagerie monochrome à réseau de 75 m et détectées dans le domaine temporel à l’aide d’un détecteur de comptage de photons unique Si de ces détecteurs est τSPAD 350 ps Les temps de décroissance sont obtenus directement à partir des données brutes sans autre déconstruction de la fonction de réponse de l’appareil, plus de détails sur la spectroscopie acousto-optique à verrouillage de phase peuvent être trouvés dans (32) and (57). W 430 ps < daxial/cSAW 570 ps Ainsi, la résolution est finalement limitée dans notre cadre défini par la séparation spatiale axiale des logiques de localisation

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Par Maximilian M Sonner, Farhad Khosravi, Lisa Juncker, Daniel Rudolph, Gregor Kopelmüller, Zubin Jacob, Hubert J. Grue

Les anneaux toroïdaux électroniques révèlent la rotation des ondes acoustiques de surface prédite par Lord Rayleigh en 1885

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La science avance ISSN 2375-2548

Electron, onde sonore, spin, research, John William Strutt, 3e Baron Riley

News – THAT – Circuits d’électrons ultrarapides entraînés par la rotation transversale d’une onde sonore de surface
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Source: https://advances.sciencemag.org/content/7/31/eabf7414

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