Language
Láseres Bragg de guía de onda activa a través de sellos PDMS de contacto conforme
HogarHogar > Blog > Láseres Bragg de guía de onda activa a través de sellos PDMS de contacto conforme
ÚLTIMAS NOTICIAS

Láseres Bragg de guía de onda activa a través de sellos PDMS de contacto conforme

Oct 23, 2023

Scientific Reports volumen 12, Número de artículo: 22189 (2022) Citar este artículo

563 Accesos

2 Altmetric

Detalles de métricas

La formación de láser se observa en los láseres de Bragg formados a través del contacto conformado de un sello PDMS estampado con una película activa simple, recubierta por rotación sobre vidrio. Los umbrales, las eficiencias de salida y las características espectrales se comparan con las rejillas patrón de sustrato estándar y se analizan en relación con el coeficiente de acoplamiento \(\upkappa \). Los umbrales informados son muy sensibles en los láseres de retroalimentación distribuida (DFB) a los ciclos de trabajo de rejilla, tanto para láseres PDMS-aire como sustrato-película. En general, los umbrales de láser de los láseres PDMS-aire (PA) DFB son significativamente más altos que los láseres de película de sustrato (SF), lo que se atribuye a una reducción aproximada de tres veces del confinamiento óptico en la región de rejilla. Se encontró que las eficiencias de salida de pendiente son comparativamente más altas en los láseres PA en relación con los láseres SF para las configuraciones DFB y DBR y se atribuye a varios factores competitivos. El PDMS se puede eliminar de la superficie de la película activa repetidamente y el contacto conforme está limitado principalmente por la acumulación de partículas en la superficie del PDMS. Se espera que el sistema PA propuesto sea útil en la metrología láser rápida de nuevos materiales de ganancia y en aplicaciones prácticas de láseres de bombeo óptico.

Los láseres procesados ​​por solución1,2,3 han experimentado un progreso significativo en los últimos años y ofrecen soluciones para fuentes de luz ajustables, de fabricación simple y de bajo costo para una miríada de aplicaciones, incluidos dispositivos integrados de laboratorio en chip, espectroscopia y detección. Para aplicaciones prácticas, se desean láseres compactos accionados eléctricamente. Sin embargo, los principales obstáculos actualmente impiden el progreso hacia los láseres inyectados eléctricamente4. En el caso de los láseres de semiconductores orgánicos inyectados eléctricamente, la formación de excitones de tripletes estadísticos limita la densidad de inversión e introduce pérdidas de absorción en el estado excitado, acompañadas de pérdidas de los electrodos de inyección. Además, la degradación a las altas densidades de excitación requeridas para lograr la emisión de láser debe abordarse si tales dispositivos van a comercializarse alguna vez. Los problemas mencionados anteriormente se pueden evitar si, en cambio, el láser semiconductor orgánico se bombea ópticamente por encima del umbral mediante un diodo láser InGaN accionado eléctricamente5,6,7,8,9. En esta configuración, mientras que el costo total y la compacidad están limitados por el requisito de un láser secundario, conserva las ventajas del material semiconductor orgánico y la compacidad.

Los informes sobre láseres DFB orgánicos procesados ​​en solución y bombeados ópticamente se han compuesto principalmente de ondulaciones definidas por sustrato, ondulaciones de capa activa a través de nanoimpresión y películas activas definidas en sellos flexibles estampados8,9,10. Los dos últimos casos son deseables para reducir aún más el costo de fabricación. Sin embargo, en la mayoría de estos casos, está presente una modulación periódica significativa en el espesor de la capa activa, lo que da como resultado una modulación correspondiente en el confinamiento óptico. Esto puede dar como resultado una retroalimentación distribuida combinada de ganancia/índice de refracción compleja y mixta11,12. Además, el modo de guía de ondas es muy sensible a los defectos en la estructura corrugada de las películas recubiertas por rotación.

Informes recientes sugieren que estos problemas pueden evitarse modelando los resonadores por encima de la capa activa13,14. En esta geometría, la modulación en el espesor de la capa activa está ausente y se ha demostrado que el perfil del modo de la guía de ondas no se ve perturbado relativamente por defectos en el resonador14. Sin embargo, modelar corrugaciones de esta manera es un desafío ya que la película activa es susceptible de dañarse durante el proceso de fabricación. Las técnicas de fabricación comunes para lograr rejillas de capas activas implican patrones holográficos en fotoprotectores, lo que puede provocar daños potenciales en la capa activa. Sin embargo, los láseres fabricados de esta manera han mostrado umbrales de emisión de láser más bajos y eficiencias de pendiente de salida más altas13,15.

En este informe, el láser se demuestra poniendo un sello de PDMS estampado en contacto conformado con una película activa (Fig. 1a-c) para formar corrugaciones de capa activa. En esta configuración, la rejilla de PDMS-aire (PA) proporciona reflexiones de retroalimentación y el resonador se puede separar de la película activa. Si bien los sellos flexibles se usan comúnmente para imprimir corrugaciones directamente para el láser, renunciamos a este paso y usamos el sello para lograr directamente el láser. Debido a la baja energía superficial del PDMS, el daño a la película activa es mínimo y el PDMS se puede despegar y quitar repetidamente sin efectos nocivos en el rendimiento del láser. La longevidad de la muestra está determinada principalmente por la acumulación de polvo/partículas en la superficie del PDMS. Para los sistemas de materiales que sufren fotodegradación, el láser se puede recuperar moviendo el sello a una ubicación diferente en la película activa. Además, el sistema puede ser útil para la calificación del rendimiento de ganancia/láser en materiales y películas sin pasos de fabricación costosos/repetitivos más allá de la fabricación del sello inicial. Aquí, el rendimiento de los láseres Bragg PA propuestos se compara con los láseres Bragg de película de sustrato estándar (SF) (Fig. 1d), con respecto a los umbrales de láser y las eficiencias de salida.

(a) Esquema para PDMS: rejilla de aire (PA), (b) Pictograma de láser de muestra de PA (filtrado por haz de bomba), (c) SEM de 60% γ de rejillas PDMS de primer y segundo orden, (d) esquema para sustrato: rejilla de película (SF), (e) láser 1O DFB con 40 períodos de un acoplador de salida de rejilla de segundo orden entre rejillas de primer orden (f) láser 1O DBR con rejillas de primer orden y 40 períodos de acoplador de salida de rejilla de segundo orden definido en un faceta de un solo espejo.

En este estudio, se utilizó F80.9BT0.1 (ADS233YE) por su disponibilidad comercial y espectro de ganancia de banda ancha16. Esto último es importante para minimizar la variabilidad en los umbrales de emisión de láser debido a los cambios en el índice de refracción efectivo (\({n}_{eff}\)) lejos del pico del espectro de ganancia entre las estructuras PA y SF. El espesor de la película activa nativa se fijó en 180 nm para todas las muestras; encontramos que este es un compromiso suficiente para obtener una superposición apreciable del modo de bombeo y un confinamiento óptico moderado17. El grosor de la película fue lo suficientemente bajo como para que solo el modo TE0 se propague con un confinamiento sustancial. Los láseres puros de segundo orden (2O) se usan comúnmente debido a los requisitos de fabricación menos estrictos que los láseres de primer orden y la facilidad de metrología ya que la emisión del láser está desacoplada verticalmente. Sin embargo, los láseres de primer orden tienden a producir umbrales más bajos, ya que la eficiencia de difracción teórica máxima para la retroalimentación es más fuerte que los láseres de segundo orden para ciclos de trabajo optimizados \(\gamma =\frac{a}{\Lambda }\) , donde \(a\ ) es el ancho de línea de la rejilla y \(\Lambda \) es la periodicidad, como se ilustra en las Fig. 1a,d18,19,20. Para conservar tanto la fuerza de retroalimentación alta como el acoplamiento de salida vertical, se han utilizado láseres fabricados a partir de rejillas de primer orden con un acoplador de salida de segundo orden (1O)21. Aquí, se exploran los láseres 2O DFB, 1O DFB y DBR para estructuras PA y SF.

Para los láseres 10 DFB, se colocaron 40 períodos de rejillas de segundo orden entre dos rejillas de primer orden (Fig. 1e). Para láseres 1O DBR, se utilizan 500 períodos de primer orden para ambos espejos; esto fue suficiente para lograr un reflejo completo de la luz guiada por ondas, mientras que se colocaron 40 períodos de segundo orden en una cara del espejo para el desacoplamiento (Fig. 1f). Se eligieron rejillas de periodicidad de \(\Lambda \) = 366, 183 nm para rejillas de segundo/primer orden para que coincidan con la condición de Bragg, \(m{\lambda }_{0}={2n}_{eff}\Lambda \), para la longitud de onda, \({\lambda }_{0}\)~ 565 nm (cerca del pico del ancho de banda de ganancia basado en la emisión espontánea amplificada (ASE)16) correspondiente a \({n}_{eff}\) ~ 1.53. Todas las longitudes de la cavidad se fijaron en aproximadamente 200 µm, incluidos los láseres 2O DFB, y la franja de excitación tiene una forma de ~ 200 µm × 50 µm, como se describe en la Fig. S7, para que coincida con la dimensión de la cavidad y se muestra con una imagen de lente de zoom (Fig. 2a).

(a) imagen de lente de zoom de PA 1O DFB operado por encima del umbral. "Campo cercano" espacial ampliado (~ 4 ×) capturado por un espectrógrafo de rendija de entrada completamente abierta en difracción de orden 0 (modo de reflexión) de 60% \(\gamma \) PA 1O DFB (b) por debajo y (c) por encima del umbral. ( d ) Espectros normalizados para 60% \(\gamma \) PA 1O DFB láser por debajo del umbral de emisión de láser (violeta punteado) y por encima del umbral de emisión de láser (violeta relleno), junto con la emisión de base en ausencia de una rejilla.

La radiación láser dispersa en la Fig. 2a se pudo observar desde la rejilla por encima del umbral y el contorno del acoplador de salida de segundo orden es visible; sin embargo, la emisión desacoplada verticalmente no se observó ya que la imagen se toma con una incidencia oblicua. Las imágenes del espectrógrafo de difracción de orden 0 (modo de reflexión, rendija de entrada completamente abierta) ampliadas (~ 3,8 ×, al comparar la longitud de la franja física y la imagen del espectrógrafo) de la emisión para un 1O DFB por debajo y por encima del umbral se ilustran en la Fig. 2b,c respectivamente. La emisión desacoplada verticalmente de la sección de segundo orden es discernible de la emisión de fondo de la franja de excitación por debajo del umbral. Por encima del umbral, la emisión se localiza predominantemente en la sección de segundo orden y abarca ~ 5 píxeles (65 µm), y de manera similar para muestras de 10 DBR (Fig. S9a–d). Todos los espectros se tomaron con una rendija de entrada de 50 µm, por lo que esperamos que la mayor parte de la emisión láser (~ 77 %) se capturó con muestras de 10 DFB y DBR.

Los espectros normalizados para la emisión de la película base se dan en la Fig. 2d) junto con los espectros para el 60% \(\gamma \) PA 1O DFB por debajo y por encima del umbral. Por debajo del umbral, se observaron dos picos agudos cercanos a la resolución espectral mínima del espectrógrafo (~ 0,7 nm), junto con una caída en la intensidad espectral entre los dos picos a 563 nm. La posición espectral de este buzamiento está relativamente cerca del modo TE0 fundamental (\({n}_{eff} \sim 1.52\) calculado numéricamente, dependiendo de la rejilla \(\gamma \) como se muestra en la Fig. S10), por lo tanto lo asignamos a la banda de parada fotónica del modo TE0. También se muestra el pico de láser para el modo longitudinal de baja energía, aunque encontramos que el modo oscilante puede comenzar en el pico de alta energía y tendrá un láser en ambos modos con mayor fluencia de bombeo (Fig. S11a). Esto era de esperar, ya que no existe un proceso de discriminación de umbral de modo en los láseres DFB de primer orden a diferencia de los láseres DFB de 2022,23,24. En los láseres de primer orden, la ganancia de umbral para cada modo más cercano a la banda de parada tiene la misma probabilidad de activarse en ausencia de un defecto/elemento de cambio de fase24. Para los láseres 2O DFB, la discriminación de modo la proporciona la pérdida de radiación diferencial de cualquiera de los dos modos25. Sin embargo, vemos cierto nivel de discriminación entre muestras repetidas para el láser 1O DFB. Esto se atribuye a una multitud de factores que incluyen pérdida/ganancia diferencial en diferentes longitudes de onda, fase de rejilla alterada debido al acoplador de salida de rejilla de segundo orden o pequeños reflejos de rejillas adyacentes26.

Los espectros dependientes de la fluencia de una muestra de 60% \(\gamma \) PA 1O DFB se ilustran en la Fig. 3a, se observó un crecimiento superlineal de la característica de borde de banda de baja energía con una fluencia creciente que indica el inicio de la emisión de láser. Se observaron tendencias similares en el crecimiento de la intensidad en los láseres 2O DFB y 1O DBR (Fig. S12). El crecimiento de la intensidad espectral integrada cerca del pico del láser (± 10 nm) con fluencia se muestra en la Fig. 3b para un conjunto típico de muestras de 60% \(\gamma \) PA 1O DFB, 1O DBR y 2O DFB.

(a) Espectros dependientes de la fluencia para 60 % \(\gamma \) PA 1O DFB, (b) salida típica dependiente de la fluencia de la salida espectral integrada cerca de la longitud de onda del láser para 60 % \(\gamma \) PA 1O DBR/ DFB y 2O Láseres DFB, con eficiencia de pendiente, se muestra m.

Los umbrales más bajos se observaron en las muestras 1O DBR, correspondientes también a la mayor eficiencia de salida, seguidas por la muestra 1O DFB. El umbral más alto pertenece al láser 2O DFB, con la eficiencia de pendiente aparente más baja. Sin embargo, la baja eficiencia de pendiente del láser 2O DFB se puede atribuir principalmente a su gran área de emisión espacial (Fig. S9f.), lo que da como resultado una gran proporción de luz que no fue captada por la rendija de entrada del espectrógrafo de 50 µm. Para los láseres 2O DFB, los umbrales relativos más altos se pueden atribuir parcialmente a una retroalimentación reducida, como se analiza más adelante, y a un aumento en la pérdida por desacoplamiento. Para los láseres 1O DFB y DBR, dado que los dos funcionan mediante diferentes mecanismos físicos, las comparaciones directas de los umbrales son difíciles. Para los láseres DBR, el medio de ganancia activo está separado del elemento periódico. Los reflectores de Bragg actúan como espejos y los láseres DBR se comportan como láseres de Fabry-Perot espectralmente selectivos y la emisión de láser se produce dentro de la banda de parada, donde la reflectividad es la más alta. En los láseres DFB, el medio de ganancia se integra con el elemento periódico y la retroalimentación se produce a través de la reflexión periódica de ondas que se propagan en sentido contrario en los bordes de la banda.

Para explorar más a fondo la discrepancia en los umbrales, observamos la expresión general derivada de la teoría del modo acoplado para el coeficiente de acoplamiento de un láser de índice acoplado puro, asumiendo un perfil periódico perfectamente cuadrado11,19,20,

Aquí, \({\mathrm{k}}_{0}=\frac{2\pi }{{\lambda }_{0}}\) donde \({\lambda }_{0}\) es el longitud de onda de propagación en el espacio libre, \({n}_{2} ,{n}_{1}\) son los índices de refracción de los materiales de rejilla (SF/PA), \({\Gamma }_{g}\ ) es el confinamiento modal en la región de la rejilla, \({n}_{eff}\) es el índice de refracción efectivo, m es el orden de Bragg, a es el ancho de línea de la rejilla y \(\mathrm{\Delta \nu }\ ) es el espaciado de modo longitudinal en los bordes de la banda fotónica. Destacamos aquí que la ecuación se deriva con un enfoque perturbativo asumiendo que el contraste del índice de refracción entre \({n}_{2}\) y \({n}_{1}\) es pequeño en comparación con \( {n}_{ef}\). Por lo tanto, cuantitativamente, no es directamente aplicable a los láseres DFB compuestos por materiales procesados ​​en solución donde el índice de contraste suele ser alto y el índice de refracción de la capa activa es bajo. Sin embargo, en su lugar utilizamos la Ec. (1) para predecir cualitativamente el comportamiento de las muestras de PA en comparación con las muestras estándar de SF.

Tenga en cuenta que \(\gamma \) utilizado en este contexto se refiere a las dimensiones del patrón de diseño inicial de la resistencia positiva del haz de electrones para litografía, y no a la relación física exacta entre el ancho de línea y la periodicidad de la rejilla. Esto se debe a que los anchos de línea dependerán de la dosis de exposición al haz de electrones y otros factores prácticos de fabricación. El PDMS utilizado en la muestra de PA se moldeó a partir de las mismas rejillas de SiO2 utilizadas en las muestras de SF. Para las muestras de SF, las ondulaciones de la rejilla se suavizaron de tal manera que la topología de la superficie de la película solo se moduló en un máximo de 10 nm (Fig. S13, S14). Esto da como resultado una modulación de confinamiento óptico de ~ 0.23 (Fig. S10a), suponiendo que el espesor de la película activa es de 130 nm en los canales de rejilla y 180 nm en las trincheras. Por lo tanto, podemos esperar una gran contribución de acoplamiento de ganancia de la modulación periódica en confinamiento para DFB con las muestras de SF además del acoplamiento de índice. En comparación, el confinamiento óptico en la película activa para muestras de PA prácticamente no cambia (Fig. S10b) ya que no hay modulación en el espesor de la película activa.

Las figuras 4a-d muestran espectros experimentales representativos para muestras de SF, PA 1O y 2O DFB de 30, 45 y 60 % \(\gamma \) por encima y por debajo del umbral de emisión de láser. Los anchos de la banda de parada \(\mathrm{\Delta \nu }\) están anotados en unidades de energía y se usaron para estimar los coeficientes de acoplamiento de acuerdo con la ecuación. (1). Para PA 2O, las bandas de exclusión se observan claramente para 30, 60% \(\gamma \), sin embargo, para 45% \(\gamma \), la caída fue menos prominente, con el ancho de la banda de exclusión notablemente más estrecho y similar para SF 2O en la Fig. 4b. Además, no se observó formación de láser en la muestra de PA al 45 % \(\gamma \) en las fluencias más altas antes de que se eliminara la película; de lo contrario, se observó formación de láser a ambos lados de la banda de parada. Las observaciones son consistentes con el término \(\mathrm{sin}\left(\pi m\gamma \right)\) en la ecuación. (1) para \(m=2.\) cerca de \(\gamma =0.5\), el coeficiente de acoplamiento es nulo \(\upkappa =0\), por lo tanto, se espera poco o ningún acoplamiento cerca de este \(\ gamma \), mientras que \(\upkappa \) está en su punto más alto en 25, 75% \(\gamma \). Prácticamente, la desviación de un perfil perfectamente cuadrado dará como resultado un nulo incompleto de \(\upkappa \)26. Por el contrario, para el 50 % de \(\gamma \) en 10 muestras, \(m=1\), \(\upkappa \) alcanza su valor máximo, y la desviación del 50 % de \(\gamma \) da como resultado una variación relativamente lenta. decreciente \(\upkappa \).

Espectros por encima del umbral de emisión de láser (línea continua) y por debajo del umbral de emisión de láser (línea discontinua) con anchos de banda de parada para 30, 45, 60 % \(\gamma \) de (a) PA 2O, (b) SF 2O, (c) PA 1O, (d) Láseres SF 1O DFB. ( e ) Coeficientes de acoplamiento calculados basados ​​​​en anchos de banda de parada medidos de láseres DFB. ( f ) Dependencia de la fluencia del umbral en el ciclo de trabajo de diseño para muestras 1O DBR, 1O DFB y 2O para láseres de rejilla de sustrato-película (SF) y PDMS-aire (PA).

Se observaron picos y caídas adicionales a cada lado de la banda de parada principal para muestras de 1O, con las caídas más prominentes para muestras de SF que se muestran en la Fig. 4c, d, particularmente para 45% \(\gamma \) PA 1O DFB, y 45, 60% \(\gamma \) SF 1O DFB. Excluimos la posibilidad de los modos TE de orden superior y los modos TM en función de los cálculos del solucionador de modo de \({n}_{eff}\) y la posición espectral predicha de la ecuación de Bragg (la característica espectral TM0 se asigna en la Fig. S15 ).

La distribución simétrica de los picos lejos de la banda principal sugiere que estos pueden ser los modos secundarios que se encuentran en las estructuras típicas de Bragg26. La inspección de la Fig. 4d sugiere que las depresiones se forman directamente a partir de los picos del borde de la banda. Al 30% \(\gamma \), no hay caídas obvias y la intensidad del modo de borde de banda está sesgada hacia el borde de longitud de onda alta. Sin embargo, para el 45 % y el 60 % \(\gamma \), parecen emerger nuevas caídas de ambos picos del borde de la banda (la transición se observa más claramente en la Fig. S16a,e), y la intensidad de la banda de alta longitud de onda -el pico del borde disminuye en relación con el borde de longitud de onda baja. Además, la asignación de estas caídas a los modos laterales sugeriría que el ancho de la banda de parada principal disminuye a medida que \(\gamma \) oscila alrededor del 50% \(\gamma \), donde se espera que \(\upkappa \) alcance su máximo.

Para 45% \(\gamma \) PA 1O DFB, la emisión de láser aún se produce dentro de la banda de parada principal, sin embargo, para las muestras de SF 1O, la emisión de láser parece ocurrir en la banda/inmersión lateral de alta longitud de onda. Suponiendo que las nuevas caídas se separan directamente de los principales modos de borde de banda, se utilizó el centro de las caídas laterales para calcular \(\upkappa \). Donde la posición de las caídas es ambigua, como con 45% \(\gamma \) PA 1O, se usó la banda de parada principal para calcular el ancho, observando cierta subestimación de los valores \(\upkappa \). Incluso si se calcula con las bandas laterales, encontramos \(\mathrm{\Delta \nu }\) consistentemente más bajos para PA en comparación con SF para muestras de 1O y 20 DFB y, por lo tanto, \(\upkappa \) correspondientemente más bajos para todos los \( \gamma \) que se muestra en la Fig. 4e. Mínimos/máximos en PA y SF 2O DFB se observaron en alrededor de 50/25 y 75% \(\gamma\), concordando relativamente bien con Eq. (1). Se observó una tendencia menos perceptible para las muestras de 1O cerca del 50% \(\gamma \); sin embargo, atribuimos esto principalmente a la ambigüedad en las posiciones espectrales de las inmersiones de Bragg y las limitaciones de fabricación de la replicación de PDMS para \(\gamma \) en los extremos. En general, la apariencia de las caídas laterales parece estar correlacionada con altos coeficientes de acoplamiento en láseres 1O pero no 2O; sin embargo, actualmente se desconoce el origen de las características.

Observamos que las tendencias en los umbrales de láser DFB siguen de cerca las tendencias en \(\upkappa \), como se muestra en la Fig. 4f, es decir, umbrales más bajos para \(\upkappa \) más altos. Los umbrales se obtuvieron promediando al menos 3 muestras de prueba. Los umbrales más bajos obtenidos fueron 0,63 µJ cm−2 para muestras de 55 % \(\gamma \) 1O SF DFB y 1,01 µJ cm−2 para muestras de 75 % \(\gamma \) 2O SF DFB. El umbral podría reducirse aún más a 0,45 µJ cm−2 en 10 SF DFB reemplazando la rejilla de segundo orden del mismo \(\gamma \) con una rejilla de segundo orden de 75% \(\gamma \) (Fig. S17b). Por otro lado, los umbrales más altos obtenidos son 23,5 µJ cm−2 para 45% \(\gamma \) 2O SF, y > 300 µJ cm−2 para 45% \(\gamma \) 2O PA (umbral no alcanzado antes ablación de película). Los resultados muestran que una \(\gamma \) mal optimizada podría elevar los umbrales de emisión láser en más de un orden de magnitud para los láseres 2O. Por lo tanto, el rendimiento mejorado de los láseres de primer orden con acopladores de salida de segundo orden en informes anteriores21 puede atribuirse, al menos en parte, a ciclos de trabajo de rejilla no optimizados.

Contrariamente a informes anteriores de umbrales de láser más bajos en láseres de superficie corrugada en relación con los láseres SF de Quintana et al.15, se observaron umbrales significativamente más altos aquí en el primero. Sospechamos que esto se debe en parte a las diferentes longitudes de excitación y resonador utilizadas. En nuestro trabajo, las longitudes de la raya de excitación y del resonador coinciden exactamente con 200 µm. Hemos demostrado que los umbrales se pueden reducir aún más al aumentar la retroalimentación total con resonadores más largos y, en consecuencia, longitudes de franja más largas (Fig. S18), en línea con las predicciones teóricas11. La reducción en el umbral disminuye con una mayor longitud de la cavidad, sin embargo, la saturación ocurre más tarde para los láseres PA que para los láseres SF debido a la menor κ. Por ejemplo, se encontró una reducción de aproximadamente 2,7 veces en el umbral para los láseres PA 2O al aumentar la longitud de la cavidad de 200 a 400 µm, mientras que solo se observó una reducción de 1,2 veces en los láseres SF 2O.

En el trabajo de Quintana et al., las rejillas con patrones holográficos presumiblemente abarcan un área más grande que la longitud de la franja de excitación utilizada (1100 µm). Esperamos que con estas grandes longitudes de resonador/excitación, los umbrales estén relativamente saturados. Sin embargo, encontramos que incluso en longitudes de cavidad más largas, los umbrales en los láseres PA son consistentemente más altos que en los láseres SF. En cambio, atribuimos principalmente los umbrales de emisión de láser más altos de los láseres PA para todos los γ, principalmente a una reducción aproximada de tres veces en \({\Gamma }_{g}\) (\({\Gamma }_{g}\) ~ 0.2 para SF en comparación con ~ 0.07 para PA, dependiendo de \(\gamma \), calculado como se muestra en la Fig. S19 y dado en la Tabla S1), y correspondientemente, una reducción en \(\upkappa \). Por el contrario, los láseres SF de Quintana et al. han utilizado matrices de poliestireno dopado con colorante (índice de refracción ~ 1,59 en la longitud de onda del láser) como capa activa con rejillas DCG/SiO2 (índice de refracción 1,55/1,46), lo que da como resultado una modulación de índice significativamente menor (1,59–1,55/1,59–1,46) en comparación a los láseres de ondulación superficial de capa activa DCG-air. La reducción de \({\Gamma }_{g}\) en los láseres PA parece compensar cualquier aumento en \(\upkappa \) debido a un mayor contraste del índice de rejilla (1,43–1 en comparación con 1,7–1,46) y umbrales más bajos debido a un mayor confinamiento en la capa activa en relación con los láseres SF. Sin embargo, para los láseres SF, las diferencias en los umbrales también pueden atribuirse a las contribuciones del acoplamiento de ganancia de la modulación en confinamiento. \({\Gamma }_{g}\) se puede aumentar reduciendo el grosor de la capa activa y/o el índice de refracción, aumentando así la superposición de la parte evanescente del modo. Sin embargo, esto también daría como resultado una disminución del confinamiento en la capa activa. En trabajos previos, el confinamiento alrededor de la región superior de la película activa podría incrementarse depositando un material de baja pérdida y alta constante dieléctrica encima de la película activa27. En este caso, el confinamiento general en la película activa aumentaría solo si el espesor de la película se mantuviera delgado.

Para los láseres DBR, los umbrales para los láseres PA y SF fueron comparables, lo que implica que los umbrales no están fuertemente correlacionados con \(\upkappa .\) Atribuimos esto a una combinación de pérdida de guía de ondas baja (~ 11 cm−1 como se determina en la Fig. . S20) y reflexión completa de los espejos. Aunque un \(\upkappa \) más bajo puede aumentar la profundidad de penetración en los espejos DBR, suponiendo que la pérdida en la reflexión de ida y vuelta permanezca relativamente sin cambios, no alteraría significativamente la retroalimentación del láser para la misma ganancia.

Las eficiencias de pendiente medidas para láseres 30, 60% \(\gamma \) 1O DFB y DBR se dan en la Tabla 1.

Al comparar los láseres PA/SF 1O DFB y DBR, se encontraron salidas de pendiente significativamente más altas en los DBR correspondientes. Atribuimos esto al hecho de que la rejilla es continua a lo largo de la cavidad DFB y hay una disminución en la intensidad del modo resonador a lo largo del láser debido a la reflexión continua continua, mientras que en los DBR, la reflexión solo ocurre en el facetas de espejo. Observamos salidas de pendiente más altas en láseres de 60 % \(\gamma \) en comparación con láseres de 30 % \(\gamma \) para muestras de PA. La salida más alta es consistente con una mayor superposición del modo óptico con las rejillas en factores de relleno de PDMS más altos (Confinamiento 0.064 con 30% \(\gamma \) en comparación con 0.077 con 60% \(\gamma \), Tabla. S1) y altura de rejilla reducida de \(\gamma \) PDMS bajos. Además, como se mencionó anteriormente, el desacoplamiento de las redes de Bragg de segundo orden ocurre a través de la difracción de primer orden, por lo tanto, esperamos que las eficiencias de salida se correlacionen con los coeficientes de acoplamiento de primer orden, es decir, un desacoplamiento más alto cercano al 50% \(\gamma \), que es consistente con la salida de pendiente más alta con rejillas de 60% \(\gamma \) en relación con 30% \(\gamma \). Para los láseres SF, la discrepancia en la salida fue menos perceptible. En los láseres SF DFB, la salida de pendiente más baja es consistente con una pérdida de desacoplamiento más baja, por lo tanto, umbrales de láser más bajos, mientras que para los láseres DBR la salida de pendiente sigue siendo comparable dentro del margen de error.

Encontramos una eficiencia de salida sustancialmente mayor en los láseres PA en comparación con SF para 30 y 60% \(\gamma \). Quintana et al.15 encontraron un aumento similar en la eficiencia de las rejillas de la capa superior al comparar las rejillas de aire DCG (índice 1.55–1) definidas sobre la capa activa y las rejillas de película SF/DCG estándar con poliestireno dopado con colorante. (índice 1,59-1,46 o 1,59-1,55). Encontraron un aumento de 3/20 veces en la eficiencia de la pendiente en comparación con los láseres de película SF/DCG, respectivamente, y lo atribuyeron principalmente a una mayor eficiencia de la rejilla debido a un mayor contraste de índice. Sin embargo, varios otros factores contribuyen en última instancia a la magnitud de la salida de potencia radiada de los láseres, como se demostró en el análisis de la radiación acoplada a rejilla en las guías de ondas y láseres de GaAs realizado por Streifer et al28. Encuentran una dependencia compleja de la salida radiativa de la altura de la rejilla, el ciclo de trabajo, el contraste del índice, el período de la rejilla y los índices de refracción de las capas adyacentes a la capa de la rejilla. Por lo tanto, es difícil atribuir los cambios en la eficiencia de las pendientes a un solo parámetro. Es posible que se justifiquen los cálculos numéricos para predecir las geometrías óptimas y obtener los resultados más altos.

El láser se logró con éxito mediante el contacto conforme de un sello de PDMS compuesto modelado con rejillas de Bragg a una capa activa (F80.9BT0.1). De esta forma, el medio de ganancia activa se desacopla del resonador. El sello podría retirarse repetidamente de la superficie de la capa activa para recuperar el láser después de la degradación, con el uso repetido limitado predominantemente por la acumulación de partículas en la superficie del sello. Aunque el sello tiende a desprenderse después del contacto inicial (después de varias horas/días), esperamos que aplicar una pequeña cantidad de presión pueda ayudar a mantener el contacto con la superficie de la capa activa.

Se exploró el comportamiento de emisión de láseres DFB y DBR de primer orden con acopladores de salida de segundo orden (1O DFB y DBR), DFB puros de segundo orden (2O). Los láseres de rejilla PDMS-aire (PA) mostraron umbrales más altos que los láseres de película de sustrato (SF) para un ciclo de trabajo determinado. Estos umbrales más altos se atribuyen predominantemente a una reducción aproximada del triple del confinamiento en la región de rejilla \(.\) Se observaron umbrales similares entre PA y SF para los láseres DBR. Esto se atribuye a la baja pérdida y la reflexión completa en los espejos de primer orden que comprenden los 10 DBR. Encontramos umbrales ligeramente más bajos en los DBR en relación con los láseres DFB correspondientes en las muestras de PA, pero la tendencia opuesta en las muestras de SF. Se exploraron salidas de pendiente para láseres 30, 60% \(\gamma \) 1O DBR y DFB, donde se encontraron salidas más altas para los láseres PA en comparación con sus contrapartes SF. Se requieren más estudios para determinar el origen de este comportamiento.

Las mejoras en la estructura de la PA pueden realizarse potencialmente ajustando las alturas de las rejillas, como lo han demostrado informes anteriores13,28,29,30. Sin embargo, el límite de la altura de la rejilla estaría fundamentalmente limitado por la relación de aspecto a la que se puede hacer el PDMS antes del colapso del patrón. Esto se puede superar en cierta medida aumentando la rigidez del PDMS, a costa de una mayor fragilidad. Además, como se mencionó anteriormente, un aumento en la longitud de la cavidad del láser para los láseres DFB disminuye el umbral a costa de un mayor tiempo de fabricación.

En general, esperamos que el sistema de megafonía propuesto pueda ayudar a acelerar la detección de materiales láser adecuados sin aumentar los costos de diseño/fabricación. El sistema también abre perspectivas para posibles aplicaciones prácticas de láseres bombeados ópticamente donde el láser se puede reponer después de la degradación tras la traducción espacial del PDMS a través de una película activa.

F80.9BT0.1 (ADS233YE) se adquirió de American Dye Source. El tolueno (99,8% anhidro) se adquirió de Sigma Aldrich. (7–8 % vinilmetilsiloxano)–(dimetilsiloxano), catalizador de diviniltetrametildisiloxano de platino, 2,4,6,8-tetrametiltetravinilciclotetrasiloxano y (25–30 % metilhidrosiloxano)-copolímero de dimetilsiloxano, terminados en hidruro, se adquirieron de Gelest Corp. Se adquirió el kit Sylgard 184 de Dow Chemicals.

Para todos los láseres DBR y 10 DFB, se utilizaron 40 períodos de rejillas de Bragg de segundo orden para desacoplar la luz verticalmente. Para los láseres 1O DFB, la sección de segundo orden se colocó en medio de las rejillas de primer orden, como se ilustra en la figura 1e, donde se eligió el número de períodos de primer orden para producir un resonador de aproximadamente la longitud deseada. En los láseres 1O DBR, el acoplador de salida de segundo orden se coloca en el borde de la cavidad con 500 periodos de rejillas de primer orden que comprenden el resto del espejo, mientras que el espejo del otro lado de la cavidad solo se compone de 500 periodos de un primer orden. rejilla de pedido (Fig. 1f). La retroalimentación en las rejillas de segundo orden se logra a través de la difracción de segundo orden, mientras que la luz se difracta a través de la difracción de primer orden. Para rejillas de primer orden, la retroalimentación se logra mediante difracción de primer orden.

Las virutas de sílice fundida de doble cara pulida (20 × 20 mm2) se limpiaron en un baño ultrasónico con acetona e IPA. Entre enjuagues con acetona/IPA, las astillas se frotaron físicamente a mano con un paño de microfibra y luego se enjuagaron con los solventes respectivos antes de secarlas con N2. A continuación, las muestras se trataron con plasma de O2 de baja potencia de RF (RF: 50 W, O2: 50 sccm, presión: 20 mTorr) durante 3 min y luego con plasma CHF3/O2 durante 1,5 min (RF: 125 W, CHF3: 45 sccm, O2 : 1,5 sccm, presión: 20 mTorr) y finalmente otro paso de plasma de O2 durante 3 min (RF: 50 W, O2: 50 sccm, presión: 20 mTorr). El propósito de estos pasos fue desescombrar la superficie, alisar la superficie pulida para mejorar la adhesión de la resistencia del haz de electrones y luego una limpieza final con plasma para eliminar cualquier polímero de pasivación formado por el plasma CHF3. Encontramos un extenso colapso de la línea durante el proceso de desarrollo de la resistencia si se omite el paso de suavizado. Todo el grabado se realizó en un sistema de grabado de iones reactivos (RIE) Plasmatherm Vision. Los chips tratados se hornearon/deshidratan a 180 °C durante 5 min antes de aplicar ZEP520a a 100 nm (dilución 1:1 en anisol) mediante recubrimiento por rotación. Posteriormente, los chips se hornearon a 180 °C durante 2 min. La solución de Elektra92 (polímero conductor) se filtró a través de un filtro hidrofílico de 0,22 µm y se centrifugó sobre las muestras horneadas para producir una capa anticarga de ~ 40 nm. Se utilizó un sistema de litografía por haz de electrones de 125 kV (Elionix ELS-F125) para modelar la resistencia con una corriente de haz de 145 pA (dosis entre 145 y 230 µC/cm-2) Después de la exposición, los chips se revelaron en o-xileno a temperatura ambiente durante 1 min antes de secarlo rápidamente con N2. Los chips se trataron con un horneado posterior al revelado a 125 °C durante 1 min antes de grabarlos en plasma CHF3/O2 (RF: 125 W, CHF3: 45 sccm, O2: 1,5 sccm, presión: 20 mTorr, Plasmatherm Vision) durante 4 min 10 s para grabar ~ 60 nm SiO2, la profundidad de grabado difiere ligeramente según las relaciones de aspecto de las características. A continuación, las virutas grabadas se eliminaron con plasma de O2 durante 10 min (RF: 50 W, O2: 50 sccm, presión: 20 mTorr) y se enjuagaron con IPA. Todos los procesos hasta este punto se realizaron en una sala limpia.

Para la muestra de película de sustrato, los chips se hornearon a 180 °C durante 5 min antes de que F80.9BT0.1 en tolueno (25 mg/ml) se recubriera por centrifugación a 2000 rpm para producir una película de ~ 180 nm ( sin rejillas) y se utilizó tal cual, sin recocido (recocido por encima de la temperatura de transición vítrea aumenta drásticamente el umbral de láser). La solución F80.9BT0.1 se preparó en una guantera llena de N2 pero se centrifugó en condiciones ambientales.

Las muestras grabadas con SiO2 se usaron como maestro para la replicación de PDMS. Los chips se hornearon a 180 °C durante 10 min antes de colocarlos en un desecador al vacío con 7 µl de TCOFS en un soporte separado durante 1 h. Se usó una gota de agua desionizada para probar la hidrofobicidad y luego se enjuagó la muestra con IPA para limpiar la superficie, ya que una película lechosa tiende a depositarse en las astillas durante el proceso de recubrimiento con TCOFS.

Para preparar h-PDMS, se hizo una mezcla de 0,791 g (7–8% vinilmetilsiloxano)–(dimetilsiloxano) con 7 µL de catalizador de diviniltetrametildisiloxano de platino y 24 µL de modulador de 2,4,6,8-tetrametiltetravinilciclotetrasiloxano. A esto, se añadieron 230 µL (25–30 % de metilhidrosiloxano)-dimetilsiloxano copolímero terminado en hidruro junto con 540 µL de tolueno. El tolueno se usa para proporcionar un mejor moldeado de la mezcla en las trincheras de las nanoestructuras modeladas32. Luego, la mezcla se desgasificó rápidamente con un desecador de vacío y se vertió sobre el chip maestro y se centrifugó a 1000 rpm durante 60 s. La muestra se dejó reposar durante 1 h en condiciones ambientales antes de hornearse en un horno a 60 °C durante 10 min.

Para preparar el PDMS blando, la base Sylgard 184 se mezcló con su agente de curado en una proporción de peso de 9:1, se agitó a fondo y se desgasificó al vacío, la mezcla se vertió sobre los chips cubiertos con h-PDMS en una placa de Petri y posteriormente se desgasificó al vacío. de nuevo. Luego, las muestras resultantes se curaron en un horno a 70 °C durante 5 h, se enfriaron y se dejaron reposar en condiciones ambientales durante más de 12 h antes de retirar la muestra de la placa de Petri y el chip maestro con un bisturí y luego pelado. apagado. El sello resultante se corta en los bordes para eliminar cualquier protuberancia grande que pueda evitar el contacto conforme con la película activa de láser.

Se limpió un chip de sílice fundido de 30 × 30 mm2 siguiendo los pasos de la fabricación maestra de SF/SiO2, incluidos los pasos de limpieza con plasma. El chip se horneó a 180 °C durante 5 min antes de que F80.9BT0.1 en tolueno (25 mg/mL) se centrifugara a 2000 rpm para producir una película de ~ 180 nm y se usó tal cual, sin recocido. La solución F80.9BT0.1 se preparó en una guantera llena de N2 pero se centrifugó en condiciones ambientales. El sello PDMS se colocó encima de la película y se presionó suavemente hasta que se hizo un contacto conforme.

Las mediciones de láser se llevaron a cabo utilizando la salida de un láser de Nd: YVO4 (1,1 ns) (Picolo MOPA, Innolas) de frecuencia conmutada Q activa, bombeado por diodos, a 355 nm. La tasa de repetición se cambió entre diferentes muestras dependiendo de la señal obtenida, para señales de salida más altas, la tasa de repetición se redujo para evitar la saturación de la cámara mientras se ejecuta en modo de adquisición continua. Sin embargo, todas las señales se escalan a una señal de 10 pulsos para mediciones de eficiencia de salida de pendiente. Las muestras fabricadas se montaron en una etapa xyz y se excitaron con una incidencia normal con una franja de ~ 200 µm × 50 µm formada por un conjunto de ópticas (Fig. S7). La luz de la bomba se filtró a través de un filtro de paso largo con la emisión de salida recogida en incidencia normal, dirigida con un juego de espejos y enfocada en la rendija de entrada de un espectrógrafo compuesto por un espectrómetro Acton 2150i (distancia focal de 15 mm) y una cámara sCMOS (PCO edge 3.1). Para las mediciones de difracción de orden cero, la rendija de entrada se abrió por completo, mientras que para la caracterización espectral y de láser, la rendija se establece en 50 µm, lo que da como resultado una resolución espectral de ~ 0,7 nm.

Los cálculos de modo se realizaron en soluciones de modo (Lumerical) basadas en un método de resolución propia de diferencias finitas (FDE) a 565 nm para el modo TE0 fundamental. Los parámetros utilizados son SiO2 = 1,46, F80.9BT0.1 = 1,7, Aire = 1, PDMS = 1,43.

Los conjuntos de datos generados y/o analizados durante el estudio actual están disponibles del autor correspondiente a pedido razonable.

Geiregat, P., Van Thourhout, D. & Hens, Z. Un futuro brillante para los láseres de puntos cuánticos coloidales. NPG Asia Mater. 11(1), 41 (2019).

Artículo ADS CAS Google Académico

Wang, Y., Li, X., Nalla, V., Zeng, H. y Sun, H. Láseres emisores de superficie de cavidad vertical de bajo umbral procesados ​​en solución a partir de nanocristales de perovskita totalmente inorgánicos. Adv. Func. Mate. 27(13), 1605088 (2017).

Artículo Google Académico

Kranzelbinder, G. & Leising, G. Láseres orgánicos de estado sólido. Rep. Prog. física 63(5), 729 (2000).

Artículo ADS CAS Google Académico

Sandanayaka, AS et al. Indicación de láser de inyección de corriente de un semiconductor orgánico. aplicación física Expreso 12(6), 061010 (2019).

Artículo ADS CAS Google Académico

Karnutsch, C. et al. Láseres de semiconductores orgánicos bombeados por diodos láser que utilizan resonadores de cristal fotónico bidimensional. Tecnología fotónica IEEE. Letón. 19(10), 741–743 (2007).

Artículo ADS CAS Google Académico

Yang, Y., Turnbull, GA & Samuel, IDW Optoelectrónica híbrida: un láser de polímero bombeado por un diodo emisor de luz de nitruro. aplicación física Letón. 92(16), 163306 (2008).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Riedl, T. et al. Láser orgánico sintonizable de película delgada bombeado por un láser de diodo violeta inorgánico. aplicación física Letón. 88(24), 241116 (2006).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Martins, ER et al. Láseres nanoimpresos de bajo umbral que utilizan rejillas subestructuradas para el control de la retroalimentación distribuida. Adv. Optar. Mate. 1(8), 563–566 (2013).

Artículo Google Académico

Tsiminis, G. et al. Láser semiconductor orgánico nanoimpreso bombeado por un diodo emisor de luz. Adv. Mate. 25(20), 2826–2830 (2013).

Artículo CAS Google Académico

Herrnsdorf, J. et al. Láser DFB semiconductor orgánico encapsulado que emite azul flexible. Optar. Express 18(25), 25535–25545 (2010).

Artículo ADS CAS Google Académico

Kogelnik, H. & Shank, C. Teoría de ondas acopladas de láseres de retroalimentación distribuidos. Aplicación J. física 43(5), 2327–2335 (1972).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Kapon, E., Hardy, A. y Katzir, A. El efecto de los coeficientes de acoplamiento complejos en los láseres de retroalimentación distribuidos. IEEE J. Cuant. Electrón. 18(1), 66–71 (1982).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Bonal, V., Quintana, JA, Villalvilla, JM, Boj, PG & Díaz-García, MA Control de las propiedades de emisión de láseres de retroalimentación distribuidos orgánicos procesados ​​en solución a través del diseño de resonadores. ciencia Rep. 9(1), 11159 (2019).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Zhai, T., Zhang, X. & Pang, Z. Láser de polímero basado en estructuras de rejilla de guía de onda activa. Optar. Express 19(7), 6487–6492 (2011).

Artículo ADS CAS Google Académico

Quintana, JA et al. Un láser orgánico de capa fina procesado en solución eficiente y ajustable en color con un resonador polimérico de capa superior. Adv. Optar. Mate. 5(19), 1700238 (2017).

Artículo Google Académico

Amarasinghe, D., Ruseckas, A., Vasdekis, AE, Turnbull, GA & Samuel, IDW Amplificador óptico de estado sólido de banda ancha de alta ganancia que utiliza un copolímero semiconductor. Adv. Mate. 21(1), 107–110 (2009).

Artículo CAS Google Académico

Anni, M., Perulli, A. & Monti, G. Dependencia del espesor del umbral de emisión espontánea amplificada y la estabilidad operativa en guías de onda activas de poli(9,9-dioctilfluoreno). Aplicación J. física 111(9), 093109 (2012).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Yariv, A. Teoría de modo acoplado para óptica de onda guiada. IEEE J. Cuant. Electrón. 9(9), 919–933 (1973).

Artículo ADS CAS Google Académico

Streifer, W., Scifres, D. y Burnham, R. Coeficientes de acoplamiento para láseres de diodo de heteroestructura simple y doble de retroalimentación distribuida. IEEE J. Cuant. Electrón. 11(11), 867–873 (1975).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

David, K., Buus, J., Morthier, G. y Baets, R. Coeficientes de acoplamiento en láseres DFB con acoplamiento de ganancia: compromiso inherente entre la fuerza y ​​la pérdida del acoplamiento. Tecnología fotónica IEEE. Letón. 3(5), 439–441 (1991).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Karnutsch, C. et al. Láseres de semiconductores orgánicos mejorados basados ​​en un diseño de resonador de retroalimentación distribuida de orden mixto. aplicación física Letón. 90(13), 131104 (2007).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Henry, C., Kazarinov, R., Logan, R. y Yen, R. Observación de la interferencia destructiva en la pérdida de radiación de los láseres de retroalimentación distribuidos de segundo orden. IEEE J. Cuant. Electrón. 21(2), 151–154 (1985).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Kazarinov, R. & Henry, C. Láseres de retroalimentación distribuidos de segundo orden con selección de modo proporcionada por pérdidas de radiación de primer orden. IEEE J. Cuant. Electrón. 21(2), 144–150 (1985).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Svelto, O. y DC Hanna, Principios de los láseres. vol. 4. 1998: Springer.

Streifer, W., Burnham, R. & Scifres, D. Pérdidas de radiación en láseres de retroalimentación distribuidos y selección de modo longitudinal. IEEE J. Cuant. Electrón. 12(11), 737–739 (1976).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Agrawal, GP y NK Dutta, Láseres semiconductores de longitud de onda larga. vol. 1. 1986: Springer.

Li, Y. et al. Confinamiento óptico mejorado en transistores de efecto de campo ambipolar hacia láseres orgánicos de inyección eléctrica. aplicación física Letón. 119(16), 163303 (2021).

Artículo ADS CAS Google Académico

Streifer, W., Scifres, D. y Burnham, R. Análisis de radiación acoplada a rejilla en GaAs: láseres de GaAlAs y guías de ondas-I. IEEE J. Cuant. Electrón. 12(7), 422–428 (1976).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Tsutsumi, N., Kaida, K., Kinashi, K. y Sakai, W. Láser de guía de ondas DFB y DBR totalmente orgánico de alto rendimiento con varias alturas de rejilla fabricado mediante un método DLW de absorción de dos fotones. ciencia Rep. 9(1), 10582 (2019).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Döring, S., Rabe, T. & Stumpe, J. Características de salida de láseres de retroalimentación orgánicos distribuidos con diferentes alturas de rejilla. aplicación física Letón. 104(26), 263302 (2014).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Odom, TW, Love, JC, Wolfe, DB, Paul, KE y Whitesides, GM Transferencia de patrones mejorada en litografía blanda utilizando sellos compuestos. Langmuir 18(13), 5314–5320 (2002).

Artículo CAS Google Académico

Kang, H., Lee, J., Park, J. & Lee, HH Un método mejorado para preparar moldes compuestos de poli(dimetilsiloxano). Nanotecnología 17(1), 197–200 (2005).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Descargar referencias

Este trabajo fue apoyado por el Centro de Excelencia en Ciencias de Exciton del Consejo de Investigación de Australia (subvención de financiamiento No. CE170100026). Los autores reconocen las instalaciones, así como la asistencia científica y técnica de la Instalación de investigación central de investigación y fundición de prototipos de la Universidad de Sydney, parte de la Instalación nacional de fabricación de Australia.

Centro de Excelencia ARC en Ciencias de Exciton, Escuela de Química, Universidad de Sydney, Sydney, NSW, 2006, Australia

Yun Li y Girish Lakhwani

Instituto Nano de la Universidad de Sydney, Sydney, NSW, 2006, Australia

Girish Lakhwani

Instituto de Fotónica y Ciencias Ópticas, Universidad de Sydney, Sydney, NSW, 2006, Australia

Girish Lakhwani

También puede buscar este autor en PubMed Google Scholar

También puede buscar este autor en PubMed Google Scholar

YL concibió la idea. YL fabricó y caracterizó dispositivos, adquirió datos experimentales y llevó a cabo el análisis, incluidos los cálculos numéricos. GL aseguró la financiación del proyecto y supervisó el proyecto. YL escribió el manuscrito con la ayuda de GL

Correspondencia a Girish Lakhwani.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Springer Nature se mantiene neutral con respecto a los reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

Acceso abierto Este artículo tiene una licencia internacional Creative Commons Attribution 4.0, que permite el uso, el intercambio, la adaptación, la distribución y la reproducción en cualquier medio o formato, siempre que se otorgue el crédito correspondiente al autor o autores originales y a la fuente. proporcionar un enlace a la licencia Creative Commons e indicar si se realizaron cambios. Las imágenes u otro material de terceros en este artículo están incluidos en la licencia Creative Commons del artículo, a menos que se indique lo contrario en una línea de crédito al material. Si el material no está incluido en la licencia Creative Commons del artículo y su uso previsto no está permitido por la regulación legal o excede el uso permitido, deberá obtener el permiso directamente del titular de los derechos de autor. Para ver una copia de esta licencia, visite http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Reimpresiones y permisos

Li, Y., Lakhwani, G. Láseres Bragg de guía de onda activa a través de sellos PDMS de contacto conforme. Informe científico 12, 22189 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-26218-7

Descargar cita

Recibido: 07 Septiembre 2022

Aceptado: 12 de diciembre de 2022

Publicado: 23 diciembre 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-26218-7

Cualquier persona con la que compartas el siguiente enlace podrá leer este contenido:

Lo sentimos, un enlace para compartir no está disponible actualmente para este artículo.

Proporcionado por la iniciativa de intercambio de contenido Springer Nature SharedIt

Al enviar un comentario, acepta cumplir con nuestros Términos y Pautas de la comunidad. Si encuentra algo abusivo o que no cumple con nuestros términos o pautas, márquelo como inapropiado.