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基于外延生长技术构建不同结构特性的核壳结构已成为调控稀土掺杂微纳晶体材料发光特性的有效技术手段之一. 为此, 本文基于多次外延生长并引入NaYF4中间隔离层, 构建了具有壳层独立发光特性NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+@ NaYF4@NaYF4:20%Yb3+/2%Er3+@NaYF4@NaYbF4:2%Er3+多层微米核壳晶体. 在980 nm激光激发下, 借助共聚焦显微光谱测试系统, 通过改变单颗粒微米晶体的激发位置, 研究了单颗粒核壳微米晶体不同微区内的发光和能量传递特性. 实验结果表明: 在相邻发光层之间引入NaYF4惰性壳, 不仅可实现单颗粒微米晶体区域内发光的调控, 且可有效抑制了各壳层离子间的相互作用, 实现了各壳层的多彩独立发射. 同时, 基于单颗粒核壳微米晶体不同区域内多彩发射特性, 构建具有信息可调的微纳光子学条形码. 由此可见, 本文所构建具有区域化可调发射的微米核壳结构, 可在不同的激发条件下实现其发光的多彩可调, 其丰富光谱指纹信息为单颗粒微米材料在光学防伪领域中的应用提供了新的途径.The construction of core-shell structures with different structural properties based on the epitaxial growth technique has become an effective technique for regulating the luminescence properties of micro/nanocrystals. In order to obtain richer spectral information, NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+@NaYF4@NaYF4:20%Yb3+/2%Er3+@NaYF4@NaYbF4:2%Er3+ multilayered core-shell microcrystals are prepared by using multiple epitaxial growth through introducing surface modifiers and controlling their reaction conditions. The XRD and SEM results clearly show that the core-shell microcrystals possess a pure hexagonal crystal structure in the form of a disk. The microdesk has a thickness of about 2.32 μm and a diameter of about 28.31 μm. The upconversion luminescence characteristics of different single microcrystal structures are investigated by a confocal microspectroscopy system. In order to realize the selective excitation and emission of a single microcrystal, the spatial distribution of luminescent ions can be controlled through introducing an intermediate isolation layer. Under 980 nm laser excitation, different excitation sites of the single microdisk exhibit different upconversion emission characteristics. The significant blue (450 and 475 nm), red (648 nm) and green (524 and 540 nm) emissions are observed, which mainly originat from Tm3+ and Er3+ radiative transitions. Meanwhile, the red and blue upconversion emission intensities of the microcrystals are improved by using various shell layers. In addition, the luminescence and energy-transfer features of single microcrystals are explored by changing the excitation position. The experimental results demonstrate that the incorporation of NaYF4 inert shells between luminescent layers can regulate luminescence and prevent ions from interacting. By utilizing the spectral fingerprint data of dopant ions in various shell layers, we create customizable micro-nano photonic barcodes and employ them for optical anti-counterfeiting detection. This study explores the use of constructed core-shell structures with luminescent tunable micron core-shell structures to acquire diverse spectral information and maintain stability through their structural properties. Thus, this core-shell structure provides a novel method for using upconversion luminescent microcrystals into micro- and nanophotonics to achieve anti-counterfeiting and display purposes.
1. 引 言
在过去三十年中, 巨磁电阻和隧穿磁电阻的发现已经显著提高了硬盘存储密度[1–3]. 随着自旋电子学的快速发展, 新型的自旋电子器件, 如赛道存储器和磁随机存取存储器(magnetic random accessory memory, MRAM)等, 在后摩尔时代展现出了巨大的潜力[4,5]. 这些自旋电子器件的功耗和存储速度取决于调控磁矩翻转的方法. 最传统的方法是利用外加电流产生磁场来调控磁矩翻转, 然而由于其功耗高、密度低且伴随有杂散场产生, 因此不利于高性能器件实际的应用. 为了解决这个难题, 在过去的二十多年里, 研究者们利用电流诱导的力矩来操控磁矩翻转[6–10]. 最初是利用自旋转移矩(spin-transfer torque, STT)效应, 即电子被一层铁磁层自旋极化, 自旋极化的电子影响另一铁磁层的磁化翻转的现象[8,11]. 现在已被用于制造商用STT-MRAMs. 尽管STT有很多优点, 然而, 过高的临界翻转电流密度会增加绝缘隧穿层击穿的风险, 从而对器件的稳定性产生负面影响[12,13].
另一种方法是电流诱导的自旋轨道矩(spin-orbit torque, SOT), 这最近已成为一种很有前途的高效操控磁化翻转的技术[9,10,14]. 最典型的SOT结构包括铁磁(ferromagnetic, FM)/非磁金属(normal metal, NM)异质结. 当电流在FM/NM中流动时, 由于体或界面自旋轨道耦合作用, NM中电流会转化为自旋流, 然后在FM/NM界面聚积, 并扩散到相邻的FM层, 使自旋流通过角动量传递对局部磁矩施加力矩. SOT的根本起源在于NM层的强自旋轨道耦合(spin-orbit coupling, SOC), 且广泛用于磁矩的电调控, 如快速磁化开关、高速磁畴壁运动和自旋波激发[9,10,14–18]. 与STT器件相比, 电流不需要经过隧道结层, 且自旋转换效率较高. 因此SOT器件具有稳定性更高、响应速度更快和能耗更低等优点. 为了更高效地产生自旋流和实现磁矩翻转的电调控, 必须增强NM层的SOC强度. 同时, 为了构建具有强SOC的NM/FM异质结, 过去人们探索了大量的NM材料. 在先前的研究中, Pt, W和Ta等5d重金属因具有较强的SOC而被广泛用作自旋源材料[10,14,19]. 然而, 这些材料的自旋霍尔角(spin Hall angle, SHA)通常小于1[20,21]. 对于SOT翻转垂直磁化而言, 这些材料通常需要打破对称性才能实现[22–28]. 然而, 克服这一限制通常采用复杂的制造工艺或额外的磁性层, 这会降低存储密度和器件的耐久性. 因此, 迫切需要寻找具有强SOC的新型材料来提高SOT效率, 同时能实现零磁场垂直磁化翻转.
作为一种替代方案, 二维范德瓦耳斯(van der Waals, vdW)层状材料最近被提出可以作为SOT器件的自旋源材料. 在各种vdW材料中, 过渡金属硫族化合物(transition metal dichalcogenides, TMDs)因其具有非平凡的能带结构、可调电导率和强SOC而成为有前途的候选材料[29–31]. TMDs在SOT应用中表现出诸多优势, 如设计晶体对称和电场来调控SOT的强度、SOT效率高于NMs及其可以扩展到原子层极限[32,33]. 最近的研究表明外尔半金属也具有非平凡能带结构[34,35], 可引起明显的Edelstein效应, 且其比拓扑绝缘体或Rashba体系的强一个数量级. 同时在外尔半金属中, 体态产生的强烈本征自旋霍尔效应也有助于自旋流的产生[36]. 与其他新型的二维自旋源材料(如MoS2, WSe2 和WS2等)相比, 二维外尔半金属材料具备更低的对称性, 以满足产生非传统 SOT 所需的对称性要求, 并且拥有更高的电导率, 从而可能降低磁矩翻转操作的功耗. 尤其Td相的WTe2具有很强的SOC和在表面态和体态中都具有受时间反演对称性保护的大自旋极化的非平凡能带结构[34,37]. 同时对于低对称性结构的WTe2具有更强的SOC, 既可以产生常规的面内类阻尼矩(τS), 也可以产生非常规的面外类阻尼矩(τB)[32,38]. 最近研究者利用WTe2已经实现了零磁场低温和室温下磁矩翻转的电调控[39–44], 这为研究新型自旋电子器件提供了很有价值的参考. 表1汇总了已报道的实验研究工作中WTe2晶体的制备方法、铁磁层材料以及WTe2/FM异质结的SOT的表征方法、测试温度和自旋霍尔电导率[32,38–43,45–47].
表 1 实验研究工作中WTe2晶体的制备方法、铁磁层材料和WTe2/FM异质结的SOT的表征方法、测试温度和自旋霍尔电导率Table 1. Preparation method of WTe2 crystal, FM material, measurement method, experimental temperature and spin Hall conductivity for SOT in WTe2/FM heterostructures.制备方法 铁磁层材料 表征方法 测试温度/K 自旋霍尔电导率
/103 (ℏ/2e)(Ω⋅m)−1文献 Exfoliation Py ST-FMR 300 σS = 8 ± 2
σA = 9 ± 3
σB = 3.6 ± 0.8[38] Py SHH/ST-FMR 300 σS, σT, σA, σB observed [32] Py ST-FMR/SHH 300 σS, σA, σB observed [45] Fe2.78GeTe2 AHE loop shift 150—190 σB observed [39] Fe3GeTe2 Current-driven MS 110—135 σB observed [40] Fe3GeTe2 AHE loop shift 120 σB observed [41] SrRuO3 AHE loop shift 40 σB observed [43] CoTb SHH 300 σS, σT observed [46] CVD FeNi ST-FMR 300 σOP = 1.76
σIP = 7.36[47] CoFeB AHE loop shift/SHH 300 σOP = 2.05 ± 0.39
σIP = 3.58 ± 0.12[42] 注: σS, σT, σB和σA分别表示面内类阻尼SOT、面内类场SOT、面外类阻尼SOT和面外类场SOT相关的自旋霍尔电导率; σOP和σIP分别表示面外和面内自旋霍尔电导率; ST-FMR, SHH, AHE loop shift和Current-driven MS分别表示自旋力矩-铁磁共振、二次谐波测量技术、反常霍尔效应回线偏移和电流驱动的磁化开关测试测试方法; CVD表示化学气相沉积. 本综述首先总结了基于WTe2的异质结的自旋轨道矩的研究的最新实验进展, 然后介绍了WTe2/FM异质结的自旋轨道矩的探测和磁矩翻转的电调控相关工作, 最后提出WTe2实际应用要求, 并进行总结和展望.
2. WTe2/FM异质结自旋轨道矩的研究
外尔半金属WTe2具有很强的SOC[37,48,49]和较高的电子迁移率[50], 这使其成为一种极具潜力的自旋源材料. WTe2和其他过渡金属二硫化物一样具有层状结构, 但由于其额外的结构畸变导致较低的晶体对称性, 即缺乏反演对称性, 其空间群为Pmn21[51]. 对于WTe2/FM异质结构中, 旋转轴和滑移面对称在界面处被打破, 因此它只有一种对称, 即相对于bc平面的镜像对称(图1). 在ac平面上没有镜像对称, 因此没有关于c轴的180°旋转对称(垂直于ab平面).
在2016年, MacNeill等[38]利用自旋力矩-铁磁共振(spin-torque ferromagnetic resonance, ST-FMR)技术首次在机械剥离的WTe2/Py (Py = Ni81Fe19)异质结构中发现存在面外类阻尼矩(τB). 他们在研究中发现, 当微波电流沿a轴(低对称轴)时, 公式VA(ϕ)=Acos(ϕ)sin(2ϕ)+Bsin(2ϕ)能很好地拟合反对称电压信号VA的角度依赖特性, 表明产生的面外SOT除了有传统的面外类场矩(τA), 还有τB的贡献. 然而, 当微波电流沿着b轴(高对称轴)时, 额外项(Bsin(2ϕ))消失, 说明此时只存在传统的τA. 当微波电流从a轴逐渐变到b轴时, τB/τA逐渐减小甚至为零, 这证明了观察到面外SOT与WTe2晶体中的对称性相关. 进一步研究发现, τB/τA和τS/τA (τS表示面内类阻尼矩)都与WTe2的厚度无关, 表明这3个力矩(τS, τA和τB)的产生主要是WTe2/Py异质结的界面效应引起的. 此外, 当微波电流沿着低对称轴时, 他们还得到:
σS=(8±2)×103(ℏ/2e) (Ω⋅m)−1, σA=(9±3)×103(ℏ/2e) (Ω⋅m)−1, σB=(3.6±0.8)×103(ℏ/2e) (Ω⋅m)−1. 2017年, MacNeill等[32]利用二次谐波霍尔(second-harmonic Hall, SHH)和ST-FMR技术也研究了WTe2/Py异质结中SOT与WTe2厚度的关系, 进一步证实了面外类阻尼矩的存在, 且其大小与WTe2厚度几乎没有关系(图2(a)), 即使是单层WTe2样品也能提供与更厚的样品相当的SOT. 然而, 面外类场矩与WTe2厚度具有显著的关系, 主要起源于奥斯特场. 同时, 在具有单层台阶WTe2的样品中发现符号相反的面外类阻尼矩. 在WTe2/Py器件中, SHH电压的角度依赖性表明单层和双层WTe2的样品的τB符号相反(图2(b)), 这些发现与WTe2晶体的非对称性相一致.
![图 2 (a) τS/τB和τT/τB分别与WTe2厚度的关系; (b)单层和双层的WTe2/Py器件的二次谐波霍尔电压与外加磁场角度关系, τB的符号反转反映在发现峰值信号的不同角度上[32]\r\nFig. 2. (a) Ratios of the τS/τB and τT/τB as a function of WTe2 thickness; (b) second-harmonic Hall data for a WTe2/Py device with a monolayer bilayer WTe2, as a function of the angle of the applied magnetic field. The sign reversal of τB is reflected in the different angles at which the peak signals are found[32].](/fileWLXB/journal/article/wlxb/2024/1/PIC/1-20231836-2.png)
图 2 (a) τS/τB和τT/τB分别与WTe2厚度的关系; (b)单层和双层的WTe2/Py器件的二次谐波霍尔电压与外加磁场角度关系, τB的符号反转反映在发现峰值信号的不同角度上[32]Fig. 2. (a) Ratios of the τS/τB and τT/τB as a function of WTe2 thickness; (b) second-harmonic Hall data for a WTe2/Py device with a monolayer bilayer WTe2, as a function of the angle of the applied magnetic field. The sign reversal of τB is reflected in the different angles at which the peak signals are found[32].2019年, Shi等[45]也利用ST-FMR技术测量了机械剥离的WTe2/Py异质结的SOT, 发现当b轴通电流时SOT明显依赖于厚度变化, 且SOT的效率随着厚度的增大而增大. 他们还通过ST-FMR和电流诱导的磁化开关方法分别测量不同厚度的WTe2器件中的有效自旋霍尔角, 结果都表现出类饱和的体效应特性, 这表明SOT的起源是体效应, 也就是自旋霍尔效应. 由于机械剥离的WTe2仅为微米尺寸, 不利于器件实际的应用. 于是在2021年, Shi等[47]采用CVD方法生长了厘米尺寸的Td相的WTe2薄膜, 并利用ST-FMR研究了5 nm厚的WTe2与FeNi组成异质结的自旋轨道矩, 得到面内和面外的自旋霍尔电导率分别为7.36×103(ℏ/2e) (Ω·m)–1, 1.76×103(ℏ/2e) (Ω·m)–1, 这与机械剥离WTe2得到的结果相吻合. 与此同时, 还有很多研究者努力用磁控溅射的方法生长WTe2, 但只能制备到WTex非晶体, 仅观察到有常规的面内类阻尼矩, 而没有面外类阻尼矩[52–54].
3. WTe2/FM异质结磁矩翻转的电调控
3.1 WTe2和普通铁磁异质结
2019年, Shi等[45]首次报道了在机械剥离的WTe2/Py异质结中室温下电流驱动面内的磁化翻转的现象, 并通过磁光克尔显微镜对WTe2(80 nm)/Py(6 nm)器件的电流驱动的面内磁畴翻转进行表征, 测得临界翻转电流密度为2.96×105 A/cm2. 这一数值比拓扑绝缘体/铁磁金属(Bi2Se3/Py)(~ 6×105 A/cm2)[55]和Pt(6 nm)/Py(6 nm)(~ 2.80×107 A/cm2)异质结的临界翻转电流密度小. 由于WTe2的电阻率(~580 μΩ·cm)低于Bi2Se3拓扑绝缘体的(8层样品的电阻率约为2600 μΩ·cm), 因此在WTe2/Py异质结中电流驱动磁化翻转的功耗比Bi2Se3/Py异质结的小19倍, 也比Pt(6 nm)/Py(6 nm)的小350倍. 此外, 他们还观察到WTe2/Py中的手性磁畴壁倾斜, 这归因于界面诱导Dzyaloshinskii-Moriya相互作用. 之后, 他们又利用CVD生长了WTe2, 并与NiFe组成异质结[47], 测得临界翻转电流密度为2.53×105 A/cm2, 这与机械剥离的WTe2的结果基本一致.
2021年, Xie等[43]构建了氧化物SrRuO3和机械剥离WTe2的异质结, 在40 K下实现了电流诱导垂直磁化的确定性翻转, 这归因于范德瓦耳斯材料WTe2产生的面外自旋极化. 他们通过反常霍尔效应回线偏移(AHE loop shift)方法进一步证实了面外自旋极化的存在. 同年, Zhao等[56]也报道了在室温下WTe2可以通过电流诱导产生自旋极化及在石墨烯通道中的实现高效自旋注入和检测. 实验结果表明, WTe2中存在一种非常规的电荷-自旋转换现象, 这与传统的自旋霍尔效应和Rashba-Edelstein效应相反. 这种现象主要是由于系统晶体的对称性所限制而产生的. 由于WTe2晶体对称性的降低以及具有大的自旋贝里曲率(spin Berry curvature)和新费米态的自旋结构自旋轨道相互作用, 使得它可以产生较大的自旋极化. 这些发现为利用外尔半金属材料作为全范德瓦耳斯自旋电子电路中的非磁性自旋源以及低功耗和高性能非易失性自旋电子技术提供了机会.
近期, Wang等[42]利用CVD技术生长了晶圆级、高质量的少层WTe2, 之后在其表面利用磁控溅射沉积了垂直磁化的多层膜Ti (1.5 nm)/Co20Fe60B20 (1.2 nm)/MgO (2 nm)/Ta (3 nm). 他们观测到了室温下无外场辅助的电流驱动的磁化翻转现象(图3(a)). 通过SHH结合AHE loop shift的方法, 他们测量了该样品面内和面外的自旋霍尔电导率分别为(3.58±0.12)×103(ℏ/2e) (Ω·m)–1和(2.05±0.39)×103(ℏ/2e) (Ω·m)–1, 并估算出其面内和面外的电荷-自旋转换效率分别为0.36±0.01和0.02±0.004. 他们指出自旋极化的面外和面内分量比约为5%, 足以实现无外场辅助的确定性磁化翻转. 该样品的临界翻转电流密度为3.25×106 A/cm2, 比控制样品W/Ti/CoFeB/MgO (13.69×106 A/cm2)更低. 这些实验结果为WTe2作为自旋源材料在磁矩翻转的电调控技术中的应用提供了有益的实验支持, 并对其进一步的研究具有重要的参考价值.
![图 3 (a)电流沿WTe2 a轴诱导磁化翻转特性[42]; (b)在WTe2/Fe3GeTe2异质结中SOT诱导的无场磁化翻转[40]\r\nFig. 3. (a) The current-induced magnetization switching behavior along the a axis of WTe2[42]; (b) SOT-induced field-free switching in WTe2/Fe3GeTe2 bilayers[40].](/fileWLXB/journal/article/wlxb/2024/1/PIC/1-20231836-3.png)
3.2 WTe2/二维铁磁异质结
2022年, Kao等[39]利用机械剥离制备了全vdW WTe2/Fe2.78GeTe2异质结, 并在温度为100—200 K之间实现了零磁场下电流驱动的垂直磁化确定性的翻转. 由于二维Fe2.78GeTe2的居里温度(TC < 230 K)远低于室温, 因此只能在低温下研究电流驱动的磁化翻转行为. 他们通过测试AHE loop shift证明了当电流应用于WTe2的a轴时存在非零面外类阻尼矩, 且AHE loop shift是突然变化的, 而不是一个线性的偏移, 这表明系统中不存在明显的面外类场矩. 在170 K时器件的临界翻转电流密度约为6.5×106 A/cm2.
同年, Ye等[40]提出并实现了轨道转移矩(orbit-transfer torque, OTT), 即利用轨道磁矩对磁化强度施加力矩, 从而提出了一种无外加磁场的电流驱动垂直磁化翻转的新策略. 由于在WTe2中存在非零贝里曲率偶极子(Berry curvature dipole), 施加电流可以产生轨道磁矩的垂直极化, 并且通过改变电流极性可以改变极化方向. 在此原理的指导下, 他们构建了WTe2/Fe3GeTe2异质结构, 实现了OTT驱动零场下的电流诱导磁化翻转(图3(b)). 在温度为120 K时, 对于不同厚度的WTe2/Fe3GeTe2样品, 临界翻转电流密度约为6.5×106—8.6×106 A/cm2. 此外, Wang 等[41]也在二维WTe2/Fe3GeTe2异质结中利用非常规的电荷-自旋转换实现垂直磁化零磁场的确定性翻转, 并提出了一种以前未实现的对称写入和读出机制. 这种机制可以在基于垂直各向异性自旋轨道量子材料WTe2和Fe3GeTe2的体系中实现, 并且可以实现功能完整的逻辑内存操作集和更复杂的非易失性半加法器逻辑功能. 同时, Shin等[57]也利用WTe2/Fe3GeTe2全范德瓦耳斯异质结中观测到了电流诱导的磁化翻转特性, 估算出WTe2的SOT效率为4.6. 值得一提的是, 在150 K时获得的临界翻转电流密度为3.90×106 A/cm–2, 比传统重金属/铁磁体薄膜的小一个数量级. 这些研究成果为基于自旋电子学的新型器件的设计和制备提供了有益的参考, 并为未来的研究提供了新的思路和方向.
4. 结论和展望
本文综述了基于二维外尔半金属WTe2的自旋轨道矩的最新研究进展, 介绍了WTe2与普通铁磁及二维铁磁组成异质结的研究现状和自旋轨道矩诱导磁矩翻转的研究进展. 外尔半金属WTe2作为一种能产生非常规面外SOT的新型量子材料, 将会构建很多新的自旋电子器件. 对于其应用还存在以下几个方面的挑战.
1)面外类阻尼SOT产生的机制不够清楚. 利用自旋霍尔效应和Rashba-Edelstein效应很难解释WTe2产生非常规的面外极化的自旋流, 需要进一步的实验结合理论来阐明本质机制.
2)室温全二维异质结的磁矩翻转的电调控. 器件室温工作可以拓宽实际应用的价值. 这需要使用新发现的或寻找新的室温二维磁性材料, 如Fe5GeTe2[58–60], CrTe2[61]和Fe3GaTe2[62,63]等. 同时还要求制备出室温高质量原子层级别异质结的磁矩翻转的电调控器件, 这更有利于提高下一代高性能自旋电子器件的集成密度.
3)大面积生长高质量的WTe2晶体及室温二维铁磁体. 在SOT器件中, 二维材料通常采用机械剥离的方法制备, 难以与现代半导体技术相结合. 虽然用CVD方法能长出厘米尺寸的WTe2, 还需要进一步优化实验条件生长均匀、原子层、高质量和晶圆尺寸的二维WTe2晶体. 此外, Liu等[64]利用分子束外延获得晶圆级二维Fe3GeTe2晶体, 这为大面积和均匀可控层数生长二维材料的制备提供重要的参考.
4)兼容问题. 二维材料必须转移到硅基上, 与其他薄膜形成高质量的异质结组装. 另外与传统的隧道结或者全二维隧道结组装也是当前面临的一大挑战.
基于二维外尔半金属WTe2的SOT器件在基础研究和技术应用方面吸引了越来越多研究者的关注, 并在SOT效率和磁矩的电调控等方面取得了一些进展. 最近, 研究者发现另外一种新的外尔半金属材料TaIrTe4, 它的电阻率比WTe2低, 能够产生面外的类阻尼矩, 且自旋霍尔电导率高于WTe2. 此外, 它还实现了室温下零磁场高效的磁化翻转的电调控[65,66]. 这些发现将促进外尔半金属材料在下一代高性能自旋电子器件的发展, 我们期望基于外尔半金属的SOT器件未来能够得到广泛应用.
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图 1 (a) NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+及其包覆不同壳层后微米核壳晶体的XRD图谱; (b)—(f) 相应微米晶体及其核壳晶体的SEM图谱以及相应的元素映射图, 其中(b) NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+; (c) Tm@Y; (d) Tm@Y@Er; (e) Tm@Y@Er@Y; (f) Tm@Y@Er@Y@Yb.
Fig. 1. (a) XRD patterns of NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+ with different core-shell microcrystals. (b)–(f) SEM images and element mapping of the NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+ with different core-shell microcrystals: (b) NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+; (c) Tm@Y; (d) Tm@Y@Er; (e) Tm@Y@Er@Y; (f) Tm@Y@Er@Y@Yb.
图 2 在980 nm激光激发下, (a), (b) NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+微米晶体包覆不同壳层阶段时不同激发位置处的上转换发射光谱, (c), (d) 发射峰面积及其红绿比与红蓝比. 插图为对应的发光图片; a, NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+; b, Tm@Y; c, Tm@Y@Er; d, Tm@Y@Er@Y; e, Tm@Y@Er@Y@Yb
Fig. 2. (a), (b) Upconversion emission spectra, (c), (d) emission peak areas and R/G ratio, R/B ratio NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+ with different core-shell microcrystals under 980 nm laser excitation. The insert is corresponding luminescence micrographs. a, NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+; b, Tm@Y; c, Tm@Y@Er; d, Tm@Y@Er@Y; e, Tm@Y@Er@Y@Yb.
图 3 980 nm激光激发下, (a) 单颗粒Tm@Er@Yb及(b) 单颗粒Tm@Y@Er@Y@Yb微米核壳结构在不同激发位置处的上转换发射光谱(插图为其发光图片), 以及相应的(c) 强度变化图及(d) CIE图
Fig. 3. Upconversion emission spectra of (a) Tm@Er@Yb and (b) Tm@Y@Er@Y@Yb core-shell microcrystals at different excitation conditions under 980 nm laser excitation (The insert is corresponding luminescence micrographs), and corresponding (c) emission peak area trends and (d) CIE coordinate chart.
图 4 在980 nm激光激发下, 不同微米晶体粉体样品的(a)上转换发射光谱和(b)发射峰面积, 插图为其发光图片 (a, NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+; b, Tm@Y; c, Tm@Y@Er; d, Tm@Y@Er@Y; e, Tm@Y@Er@Y@Yb)
Fig. 4. (a) Upconversion emission spectra and (b) emission peak areas of the different powder samples under 980 nm laser excitation. The insert is corresponding luminescence micrograps. a, NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+; b, Tm@Y; c, Tm@Y@Er; d, Tm@Y@Er@Y; e, Tm@Y@Er@Y@Yb.
图 5 在980 nm激光激发下, Tm@Y@Er@Y@Yb核壳微米晶体不同激发位置, 单一NaYbF4:2%Er3+, NaYF4:20%Yb3+/2%Er3+, NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+ 微米晶体在不同功率下的(a)—(f)上转换发射光及其(g)—(l)谱泵浦功率依赖性关系 (a), (g) NaYbF4:2%Er3+壳; (b), (h) NaYF4:20%Yb3+/2%Er3+壳; (c), (i) NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+核; (d), (j) NaYbF4:2%Er3+; (e), (k) NaYF4:20%Yb3+/2%Er3+; (f), (l) NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+
Fig. 5. (a)–(f) Upconversion emission spectra and (g)–(l) pump power dependences of Tm@Y@Er@Y@Yb microcrystals at different excitation positions and NaYbF4:2%Er3+, NaYF4:20%Yb3+/2%Er3+, NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+ microcrystals under 980 nm laser excitation at different powers: (a), (g) NaYbF4:2%Er3+ shell; (b), (h) NaYF4:20%Yb3+/2%Er3+ shell; (c), (i) NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+ shell; (d), (j) NaYbF4:2%Er3+; (e), (k) NaYF4:20%Yb3+/2%Er3+; (f), (l) NaYF4:50%Yb3+/2%Tm3+.
图 6 在980 nm激光激发下, Tm@Y@Er@Y@Yb微米核壳中不同离子的能级图和可能的跃迁机制图
Fig. 6. Under 980 nm excitation, energy level diagram and possible transition mechanism diagram in Tm@Y@Er@Y@Yb core-shell microcrystals
图 7 (a) 光子条形码防伪概念验证; (b) 980 nm激光激发下, 不同激发位置处晶体的上转换发射光谱以及相应的光子学条形码; (c) 光子学条形码的组合及验证示意图
Fig. 7. (a) Photonic barcoding proof-of-concept for anti-counterfeiting; (b) upconversion emission spectra of microcrystals and corresponding photonics barcodes under 980 nm laser excitation; (c) schematic illustration of photonics barcodes.
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