significación
la sabiduría convencional establece que cuanto más caliente es un objeto, más brillante brilla. Este es el caso de la Luz Térmica en cualquier longitud de onda y permite aplicaciones como imágenes infrarrojas y termometría sin contacto. Demostramos un recubrimiento que emite la misma cantidad de radiación térmica independientemente de la temperatura, dentro de un rango de temperatura de aproximadamente 30 °C. Esto se logra utilizando óxido de níquel de samario, un material cuántico que cambia fuertemente pero gradualmente en función de la temperatura., Esta es la primera vez que se ha demostrado la radiación térmica independiente de la temperatura, y tiene implicaciones sustanciales para el camuflaje infrarrojo, el blindaje de privacidad y la transferencia de calor radiativo.
resumen
la emisión térmica es el proceso por el cual todos los objetos a temperaturas distintas de cero emiten luz y está bien descrito por las leyes de Planck, Kirchhoff y Stefan–Boltzmann. Para la mayoría de los sólidos, la potencia emitida térmicamente aumenta monótonamente con la temperatura en una relación uno a uno que permite aplicaciones como imágenes infrarrojas y termometría sin contacto., Aquí, demostramos emisores térmicos ultrafinos que violan esta relación uno a uno a través del uso de óxido de níquel de samario (SmNiO3), un material cuántico fuertemente correlacionado que experimenta una transición de fase de estado sólido completamente reversible, impulsada por la temperatura. La naturaleza suave y libre de histéresis de esta transición de fase aislante a metal única nos permitió diseñar la dependencia de la temperatura de la emisividad para cancelar con precisión el perfil intrínseco de cuerpo negro descrito por la Ley de Stefan-Boltzmann, tanto para calefacción como para refrigeración., Nuestro diseño da como resultado una potencia emitida térmicamente independiente de la temperatura dentro de la ventana de Transparencia atmosférica de onda larga (longitudes de onda de 8 a 14 µm), en un amplio rango de temperaturas de ∼30 °C, centrado alrededor de ∼120 °C. La capacidad de desacoplar la temperatura y la emisión térmica abre una puerta para controlar la visibilidad de los objetos a las cámaras infrarrojas y, más ampliamente, oportunidades para que los materiales cuánticos controlen la transferencia de calor.,
- radiación térmica
- emisión térmica
- transición de fase
- Materiales cuánticos
- transferencia de calor
la cantidad total de potencia emitida térmicamente por una superficie en el espacio libre se puede obtener integrando su radiación espectral—dada por la Ley de Planck y una emisividad—sobre todas las longitudes de onda y ángulos hemisféricos (1, 2)., Suponiendo una dependencia angular insignificante de la emisividad y envolviendo la integral angular en la distribución del cuerpo negro, IBB (λ, T), esta relación se puede expresar asa∫λdλ ε(λ,T) IBB(λ,T)=aetot(t) σT4,donde A es el área de superficie, ε(λ,T) es la emisividad espectral, λ es la longitud de onda del espacio libre, T es la temperatura, y σ es la constante de Stefan-Boltzmann., La emisividad total, etot(T), puede tener una dependencia gradual de la temperatura incluso si la emisividad espectral no tiene tal dependencia debido a la integración de ε(λ)IBB (λ,T) (3); sin embargo, esta dependencia es generalmente empequeñecida por el término T4, por lo que etot a menudo se puede considerar aproximadamente constante. Por lo tanto, la Ley de Stefan–Boltzmann produce un mapeo uno a uno entre la temperatura de un objeto y la potencia emitida, lo que resulta en la sabiduría convencional de que los objetos más calientes emiten más luz (Fig. 1 A y C) y aplicaciones habilitadoras tales como imágenes infrarrojas y termometría sin contacto (4, 5).,
comparación entre un Emisor térmico típico y un Emisor térmico diferencial cero (ZDTE). (A y B) Para un emisor típico, por ejemplo que comprende un semiconductor o aislante (diagrama de banda de dibujos animados en B, arriba), cualquier cambio en la emisión de un cambio dependiente de la temperatura en las propiedades de los materiales es empequeñecido por la dependencia T4 en la Ley de Stefan-Boltzmann., Por el contrario, un ZDTE desacopla la temperatura y la radiación térmica en algún rango de temperatura y, por lo tanto, solo se puede hacer utilizando un material con una dependencia de temperatura muy fuerte. En nuestra implementación, utilizamos la transición de fase aislante a metal libre de histéresis en el nickelato de samario (SmNiO3) para lograr este comportamiento (B, abajo). DOS, densidad de Estados. (C y D) imágenes LWIR de muestras montadas para colgar del borde de una etapa de calentamiento, de modo que se establezca un gradiente de temperatura de caliente a frío., (C) una muestra de referencia con una emisividad constante—en este caso, una oblea de zafiro—Y (D) Un ZDTE basado en SmNiO3. La barra de color codifica la temperatura aparente, obtenida asumiendo una emisividad determinada, eset, que se eligió de tal manera que la región de la muestra justo debajo de la etapa de calor parecía estar a 130 °C, que es la temperatura real en ese punto (Ver más discusión en métodos). Para sapphire, hay una relación uno a uno entre la temperatura y la potencia emitida térmicamente. Por el contrario, el ZDTE exhibe una potencia emitida constante en un rango de temperaturas, aquí 1 100 a 135 °C.,
esta suposición de una emisividad casi constante debe reexaminarse para los emisores térmicos que comprenden materiales cuyas propiedades ópticas pueden ajustarse ampliamente con la temperatura (es decir, termocrómicos). Por ejemplo, una emisividad que aumenta con la temperatura puede resultar en que la potencia emitida crezca más rápido que T4 (6, 7), y una emisividad que disminuye rápidamente con la temperatura puede abrumar e invertir la pendiente de la curva típica de Stefan–Boltzmann (8, 9).,
Aquí, mostramos que es posible lograr una ruptura completa del mapeo uno a uno convencional entre la temperatura y la potencia emitida térmicamente, P. un revestimiento de emisión térmica con esta propiedad única puede servir como un radiador que emite una cantidad fija de calor independientemente de su temperatura y puede ocultar las diferencias de temperatura a través de un objeto de las imágenes infrarrojas. Esta condición se puede escribir como ∂P / ∂T = 0 y ocurre cuando etot=YT-4, donde γ es una constante con unidades de kelvin (4)., Una superficie con etot que se ajusta a esta forma en algún rango de temperatura se conoce en adelante como un Emisor térmico diferencial cero (ZDTE). Lograr el comportamiento ZDTE usando materiales reales es extremadamente desafiante: la tasa necesaria de cambio de la emisividad con la temperatura es mucho mayor que lo que se puede lograr usando materiales convencionales (por ejemplo, con semiconductores de banda como el silicio, a través de la población de electrones dependiente de la temperatura en la banda de conducción; Fig. 1B) pero es más pequeño que el de los materiales con transiciones de fase abruptas (por ejemplo, dióxido de vanadio; refs. 8 y 10)., Además, esta condición solo es posible para una dependencia de temperatura libre de histéresis de la emisividad; de lo contrario, la condición ZDTE solo puede satisfacerse durante el calentamiento o enfriamiento, pero no ambos (se analiza más detalladamente en el Apéndice SI, Sección 1).,
aquí, demostramos ZDTE en la ventana de Transparencia atmosférica de 8 a 14 µm (11) utilizando óxido de níquel de samario (SmNiO3), una perovskita correlacionada que presenta una evolución fuerte pero relativamente gradual de sus propiedades ópticas en el rango de temperatura de 4 40 a °140 ° C, como resultado de una transición de aislador a metal (IMT) impulsada térmicamente totalmente reversible y libre de histéresis (12 ⇓ ⇓ ⇓ -16). La TMI térmica en SmNiO3 se debe a la desproporción de la carga en el sitio de Ni e implica cambios sutiles en el ángulo de enlace Ni–O–Ni (12, 16)., En nuestras películas SmNiO3 (Métodos), esta transición impulsada térmicamente es reversible durante muchos ciclos y esencialmente no tiene histéresis en ambos eléctricos (Fig. 2A) y mediciones ópticas (Fig. 2B), en marcado contraste con muchos otros materiales con IMTs fuertes . Las IMT libres de histéresis se pueden encontrar en nickelatos de tierras raras con altas temperaturas de transición de fase, donde la ausencia insignificante o completa de histéresis puede deberse al desacoplamiento de la IMT con un orden antiferromagnético y una cinética de transformación de fase más rápida a temperaturas más altas (18, 19)., La naturaleza única de esta IMT también se observa directamente en nuestros mapas de espectroscopia de absorción de rayos X (XAS) de resolución espacial a través de la transición térmica , que demuestran una variación suave con la temperatura (es decir, la ausencia de cualquier textura de dominio metálico/aislante a cualquier temperatura) hasta una escala de longitud de nm 20 nm, incluso para temperaturas profundas dentro de la IMT; ver Métodos y apéndice SI, sección 5 para más detalles. No se observaron otras características espaciales aparte del ruido del detector., La tendencia en estos mapas espaciales (incluyendo datos adicionales en el apéndice del SI, sección 5) sugiere un cruce suave del límite aislante al metálico, que está acompañado por un paisaje de fase homogéneo. El apéndice del SI incluye datos experimentales que muestran la estabilidad durante muchos ciclos (apéndice del SI, Sección 2) y mediciones de difracción de rayos X que ayudan a explicar el comportamiento de Transición (apéndice del SI, sección 3).
transición de fase de aislador a metal sin histéresis en SmNiO3., (A) resistencia eléctrica normalizada dependiente de la temperatura de nuestra película delgada SmNiO3 cultivada en un sustrato de zafiro Y (B) reflectancia infrarroja media en varias longitudes de onda representativas, tanto durante el calentamiento como el enfriamiento, que muestra la naturaleza libre de histéresis de la IMT en SmNiO3. Las inserciones en A son mapas XAS a nanoescala a 105 y 120 °C, donde la relación de absorción de rayos X a 848 eV a la de 849 eV se representa como una indicación de las propiedades metálicas/aislantes; no se observan otras características que el ruido del detector, lo que indica una transición gradual sin textura de dominio observable., (C and d) Temperature-dependent (C) real and (D) imaginary parts of the complex refractive index of the SmNiO3 film, as a function of wavelength across the mid infrared, extracted using spectroscopic ellipsometry.
para permitir el diseño de emisores térmicos utilizando SmNiO3, realizamos elipsometría espectroscópica de ángulo variable dependiente de la temperatura en el rango de longitud de onda de 2 a 16 µm, a través de todo el rango de la transición de fase (Fig. 2 C y D)., Los complejos datos del índice de refracción resultantes son consistentes con que la película se vuelva gradualmente más metálica desde la temperatura ambiente hasta ∼140 °C. observamos que mientras que las transiciones graduales generalmente se consideran menos útiles que las transiciones abruptas para las tecnologías de conmutación electrónica y óptica, aquí la naturaleza gradual y libre de histéresis del IMT en SmNiO3 es esencial para la realización de ZDTEs.
para minimizar la complejidad y el costo de fabricación y, por lo tanto, realizar zdtes robustos y de gran área, exploramos diseños basados en películas delgadas sin patrón de SmNiO3., Utilizamos las propiedades ópticas dependientes de la temperatura en la Fig. 2 C y D y cálculos ópticos de película delgada bien establecidos (20) para encontrar la combinación necesaria de espesor de una película SmNiO3 y un sustrato que soporte la síntesis SmNiO3 (Fig. 3a y si Apéndice, sección 4) para lograr ZDTE sobre la ventana de Transparencia atmosférica de 8 a 14 µm. En La Fig. 3A, trazamos la derivada de temperatura calculada de la radiación integrada emitida para varios espesores de SmNiO3 en Zafiro, lo que indica que se puede lograr ZDTE para un grosor de SmNiO3 de ∼150 nm o más., El resultado no cambia mucho para películas SmNiO3 más gruesas que nm 250 nm, lo que indica que las propiedades ópticas del sustrato no afectan la emisividad, lo que hace que SmNiO3 sea un recubrimiento superficial versátil que se puede utilizar para tecnologías escalables.
emisión térmica diferencial cero. A) derivada calculada de la temperatura de la radiación emitida, integrada sobre la ventana de Transparencia atmosférica de 8 a 14 µm, de una película SmNiO3 con espesores d de 50 nm a infinito, sobre un sustrato de zafiro semi – infinito., B) medición de la emisividad dependiente de la longitud de onda y la temperatura de nuestro ZDTE, que comprende una película de 220 nm de SmNiO3 sobre un sustrato de zafiro, mediante emisión directa (punteada) y la Ley de Kirchhoff utilizando mediciones de reflectancia (sólido). (C) la radiación espectral dependiente de la temperatura del ZDTE, que es el producto de la emisividad espectral en B y la distribución de Planck. (D) radiancia emitida térmicamente de nuestro ZDTE, integrada de más de 8 a 14 µm, en comparación con la de un cuerpo negro.,
nuestro dispositivo plano fabricado consiste en una película SmNiO3 de ∼220 nm cultivada en un sustrato de zafiro plano C (Fig. 3 A, recuadro; ver métodos para más detalles), a partir del cual medimos la emisividad y la radiación espectral emitida térmicamente resultante. Debido a que la estructura resultante es opaca en nuestra región de longitud de onda de interés y plana en la escala de la longitud de onda, la Ley de Kirchhoff se puede usar para calcular la emisividad de dirección normal eN(λ,T) A partir de mediciones de reflectancia de incidencia normal: eN(λ,T)=1-RN(λ,T) (ver métodos para más detalles)., Confirmamos este resultado midiendo la emisión térmica directamente, normalizando a un cuerpo negro de laboratorio que consiste en un bosque de nanotubos de carbono de 0,1 mm de altura orientado verticalmente (métodos). Se tuvo cuidado de aislar la emisión térmica de la muestra del fondo térmico irradiado por los diversos componentes de nuestro instrumento (22) (Apéndice SI, sección 6). Los resultados obtenidos de estas dos mediciones están en excelente concordancia (Fig. 3B).
integramos la radiación espectral medida (Fig., 3C) sobre la ventana de 8 a 14 µm para obtener la radiación integrada total emitida térmicamente en función de la temperatura, que mostró el efecto zdte deseado dentro de una ventana de temperatura de 3 30 °C centrada alrededor de ∼120 °C (Fig. 3D). Lejos del centro de la transición de fase de SmNiO3, es decir, por debajo de ∼80 y por encima de 1 140 °C, el perfil de radiación vs.temperatura aumenta monótonamente, como se espera para un Emisor térmico no termocrómico típico. Observamos que el efecto ZDTE es bastante robusto para diferentes ángulos de emisión (Apéndice SI, sección 7).,
la presencia de la región diferencial cero tiene profundas implicaciones para la imagen infrarroja y el control de la visibilidad infrarroja. Para demostrar esto, realizamos un experimento modelo en el que dos muestras—nuestra zdte y una oblea de zafiro de referencia—se montaron en un mandril de temperatura controlada de tal manera que solo una esquina tocaba el mandril y la mayor parte de la muestra se suspendió en el aire, lo que resultó en un gradiente de temperatura de ∼140 °C directamente encima del mandril a ∼105 °C En la esquina del área suspendida., Cuando se toma una imagen con una cámara infrarroja de onda larga (LWIR), el gradiente es fácilmente observable en la referencia de zafiro (Fig. 1B) pero casi desaparece por completo en nuestro Zdte basado en SmNiO3 (Fig. 1D). Tenga en cuenta que el punto brillante en la parte inferior de la muestra ZDTE corresponde a una región sin SmNiO3 (es decir, es simplemente zafiro). Esta es el área cubierta por el clip utilizado para montar la muestra en la cámara de pulverización catódica. La diferencia aparente de temperatura entre las muestras basada en la imagen de la cámara fue de 3 34 °C para el sapphire y 9 9 °C para el ZDTE. El mismo fenómeno se observa en la Fig., 4, donde mostramos la evolución de la temperatura de la apariencia infrarroja de Zdtes basados en SmNiO3 en comparación con nuestra referencia de cuerpo negro de laboratorio (bosque de nanotubos de carbono) y obleas de zafiro y sílice fundida. Tenga en cuenta que analizamos numéricamente la caída de temperatura a través del grosor de la oblea de zafiro (es decir, desde la etapa de calor hasta la superficie de la muestra) y encontramos que es inferior a 0.1 °C (Apéndice SI, Sección 8).
imágenes infrarrojas de longitud de onda larga (LWIR) de muestras mantenidas a temperaturas de 100 a 140 °C., Las emisividades del cuerpo negro de laboratorio (bosque de nanotubos de carbono), la oblea de zafiro y la oblea de SiO2 fusionada no cambian apreciablemente en este rango de temperatura. Las emisividades de nuestros ZDTEs basados en SmNiO3 cambian en función de la temperatura y, por lo tanto, enmascaran efectivamente las diferencias de temperatura de la cámara. La temperatura aparente se representa (como en la Fig. 1 C y D) con eset para cada muestra seleccionada de tal manera que para una temperatura de etapa de 100 °C la cámara infrarroja devolvió este valor como la lectura de temperatura., Los cuadrados oscuros en la fila inferior son electrodos metálicos que se utilizaron para las mediciones de resistencia en la Fig. 2a.
observamos que la presencia de emisión diferencial cero no garantiza necesariamente firmas infrarrojas completamente independientes de la temperatura. Por ejemplo, todavía se pueden observar ligeras diferencias en la emisión de nuestros ZDTEs a 110 °C vs.140 °C En La Fig., 4, Resultado de una combinación de efectos que incluyen la cancelación imperfecta de la curva del cuerpo negro y el cambio de la luz reflejada del entorno, ya que un cambio en la emisividad coincide con un cambio en la reflectancia. Esto último se puede compensar durante el diseño de ZDTEs considerando tanto la luz emitida como la reflejada, asumiendo una temperatura de fondo particular.,
en conclusión, demostramos que la relación típica de uno a uno entre la temperatura y la radiación térmica se puede cortar utilizando recubrimientos de Emisor térmico diferencial cero (ZDTE) basados en SmNiO3, un material cuántico que presenta una transición de aislador a metal (IMT) impulsada térmicamente libre de histéresis. El rango de temperatura del efecto de emisión diferencial cero se puede ajustar ampliamente mediante el control de deformación, dopaje o inclinación de SmNiO3, que puede cambiar el rango de transición a temperatura ambiente e incluso por debajo (15, 23⇓-25)., Por ejemplo, las aleaciones de niquelatos de samario y neodimio pueden tener temperaturas IMT aproximadamente entre -100 °C y 100 °C dependiendo de la composición específica (26), lo que puede permitir el diseño de ZDTE en un amplio rango de temperaturas (Apéndice SI, Sección 9). La capacidad de desacoplar la temperatura y la radiación térmica con nuestro diseño simple permite enfoques para ocultar firmas de calor en grandes áreas, por ejemplo, para tecnologías de privacidad personal portátiles, y también tiene implicaciones para la gestión térmica en el espacio., En términos más generales, esta demostración puede motivar áreas de investigación para materiales cuánticos que poseen estructuras electrónicas altamente sintonizables.
métodos
síntesis de materiales.
Las películas SmNiO3 se cultivaron utilizando magnetrón de pulverización catódica. La potencia de pulverización catódica se estableció en 90 W de corriente continua para el objetivo Ni y 170 W de radiofrecuencia para el objetivo Sm. La presión total durante la deposición se mantuvo en 5 mTorr bajo un flujo de gas constante de 40 centímetros cúbicos estándar por minuto (sccm) para Ar y 10 sccm para O2., Las películas depositadas se transfirieron posteriormente a una cámara de alta presión construida en casa y se recocieron en gas de oxígeno de 1,400 libras por pulgada cuadrada a 500 °C durante 24 h para formar la fase de perovskita. La resistencia eléctrica de las películas SmNiO3 (Fig. 2A) se midió en una estación de sonda de temperatura controlada barriendo el voltaje de -0.1 V a 0.1 V con un medidor de fuente Keithley 2635A, con electrodos Pt en la parte superior de las películas SmNiO3. Los electrodos se pueden ver en la fila inferior de la Fig. 4.
Nanoscale XAS.,
Los experimentos de espectroscopia de absorción de rayos X (XAS)/Microscopía Electrónica de fotoemisión de rayos X (XPEEM) se realizaron en la estación final de XPEEM de la línea de haz de espectro-Microscopía Electrónica (21-ID-2) en la fuente de luz sincrotrón nacional II. la muestra se iluminó con un haz de rayos X Blanco monocromático enfocado con una energía fotónica sintonizada alrededor de la resonancia Ni-L3 (840 a 850 eV). La temperatura se controló dentro de 0.1 °C del punto de ajuste objetivo. Todas las imágenes se corrigieron a la deriva y se recuperó el mismo campo de visión a cada temperatura., Todas las mediciones fueron tomadas con luz polarizada lineal-horizontal en un ángulo incidente de 73° con respecto a la superficie normal. La película SmNiO3 utilizada para las mediciones de XAS/XPEEM se depositó epitaxialmente en un sustrato LaAlO3 (001). El XAS / XPEEM es una sonda de resolución espacial para medir los Estados electrónicos de Valencia de Ni durante el IMT. Las fases metálicas / aislantes se pueden distinguir por diferentes formas espectrales XAS. Los mapas de la Fig. 2 A, insertado son las relaciones de los coeficientes de absorción en 848 y 849 eV, que se pueden utilizar como un proxy para la identificación espacial de las fases metálicas/aislantes., Esta relación es de 1,02 en la fase aislante de SmNiO3 y de 0,98 en la fase metálica (Apéndice SI, sección 5).
Mediciones Ópticas.
el índice de refracción complejo dependiente de la temperatura de SmNiO3 se midió utilizando un ELIPSÓMETRO espectroscópico Woollam ir vase MARK II con una etapa de temperatura controlada, asumiendo el espesor de la película obtenido a partir de imágenes de microscopio electrónico de barrido (SEM) de la sección transversal. El ajuste se realizó utilizando el software WVASE. Se asumió que la película SmNiO3 era isotrópica, mientras que la anisotropía en el zafiro se incluyó en el modelo de ajuste., Las mediciones de reflectancia se obtuvieron con un Bruker Vertex 70 FTIR y un microscopio Hyperion 2000 con un objetivo reflectante ( apertura numérica = 0.4), y una etapa de temperatura controlada Linkam THMS600. Las mediciones de emisión directa se obtuvieron con la etapa de temperatura y la muestra en el compartimiento de muestras del espectrómetro infrarrojo por transformada de Fourier (FTIR), utilizando un espejo parabólico para la recolección (N. A. = 0.05). Tanto en las mediciones de emisión directa como en las de la Ley de Kirchhoff, utilizamos un detector de mercurio–cadmio-telururo refrigerado por nitrógeno líquido y un divisor de haz de bromuro de potasio., Se utilizó un espejo de oro como referencia de reflexión, mientras que un bosque de nanotubos de carbono alineado verticalmente sobre un sustrato de silicio se utilizó como referencia de emisión (véase el apéndice del SI, sección 6, para detalles sobre la calibración de referencia y la contabilidad de la radiación térmica de fondo). Las imágenes de LWIR se llevaron a cabo utilizando una cámara FLIR A325SC, sensible al rango de 7,5 a 13 µm.
Las barras de color de las imágenes infrarrojas en Figs. 1 C y D y 4 informan de la temperatura aparente, dada una configuración de emisividad, eset, en el software de la cámara FLIR., El valor de eset utilizado para cada imagen se proporciona directamente en la imagen. En La Fig. 1 C y D y Fig. 4, seleccionamos eset de tal manera que la temperatura aparente correspondiera a la temperatura real en algún punto en particular. En La Fig. 1 C y D, este punto está en la parte superior de la muestra donde solo toca la etapa de temperatura; en la Fig. 4, Esto se hace para cada muestra a 100 °c.
cálculos ópticos.,
para el cálculo de la emisividad, utilizamos el método de matriz de transferencia junto con las propiedades ópticas de la elipsometría para obtener la absortividad, que convertimos a emisividad utilizando la Ley de Kirchhoff. El espectro emitido se calculó multiplicando la emisividad espectral por la distribución de Planck a la temperatura adecuada, que luego se podía integrar sobre la ventana transparente de 8 a 14 µm para obtener la potencia emitida.
disponibilidad de datos.,
los conjuntos de datos generados durante y / o analizados durante el estudio actual están disponibles en el autor correspondiente a petición razonable.
Agradecimientos
M. A. K. reconoce el apoyo financiero de la Oficina de Investigación Naval (N00014-16-1-2556) y la Fundación Nacional de Ciencias (ECCS-1750341). S. R. reconoce el apoyo financiero de la Oficina de Investigación Científica de la Fuerza Aérea (FA9550-16-1-0159). P. R. fue apoyado por una beca de Maestría en habilidades críticas de Sandia National Laboratories., Algunas mediciones se realizaron en el laboratorio de caracterización de materiales blandos de la Universidad de Wisconsin-Madison. Esta investigación utilizó recursos del Centro de nanomateriales funcionales y la fuente de luz sincrotrón nacional II, que son las instalaciones de la Oficina de Ciencia del Departamento de energía de los Estados Unidos en el Laboratorio Nacional Brookhaven bajo el contrato de-SC0012704.
publicado bajo la licencia PNAS.