Láseres Bragg de guía de ondas activa mediante sellos PDMS de contacto conforme

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

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El láser se observa en láseres de Bragg formados mediante el 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 rejillas con 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 los láseres PDMS-aire como para los láseres de película-sustrato. En general, los umbrales láser de los láseres DFB PDMS-aire (PA) son significativamente más altos que los de 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 la rejilla. Se ha descubierto que las eficiencias de salida de pendiente son comparativamente mayores en los láseres PA en comparación 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 metrología láser rápida de nuevos materiales de ganancia y en aplicaciones prácticas de láseres bombeados ópticamente.

Los láseres procesados en solución1,2,3 han experimentado un progreso significativo en los últimos años y ofrecen soluciones para fuentes de luz sintonizables, de fabricación simple y de bajo costo para innumerables aplicaciones, incluidos dispositivos integrados de laboratorio en chip, espectroscopia y detección. Para aplicaciones prácticas, se desean láseres compactos accionados eléctricamente. Sin embargo, actualmente existen grandes obstáculos que impiden el avance hacia los láseres de inyección eléctrica4. En el caso de los láseres de semiconductores orgánicos inyectados eléctricamente, la formación estadística de excitones tripletes limita la densidad de inversión e introduce una pérdida de absorción en el estado excitado, acompañada de pérdidas de los electrodos de inyección. Además, se debe abordar la degradación en las altas densidades de excitación necesarias para lograr la emisión de láser si se quiere que dichos dispositivos lleguen a comercializarse. 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 de InGaN accionado eléctricamente5,6,7,8,9. En esta configuración, si bien el costo general 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 con solución bombeados ópticamente se componen principalmente de corrugaciones definidas por sustrato, corrugaciones de capas activas mediante nanoimpresión y películas activas definidas en sellos flexibles estampados8,9,10. Los dos últimos casos son deseables para reducir aún más el coste 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 compleja, mixta, acoplada a índice de refracción/ganancia11,12. 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 guía de ondas no se ve relativamente afectado por defectos en el resonador14. Sin embargo, modelar las corrugaciones de esta manera es un desafío ya que la película activa es susceptible a daños 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 mayores eficiencias de pendiente de salida13,15.

En este informe, el láser se demuestra poniendo un sello PDMS estampado en contacto conforme con una película activa (Fig. 1a-c) para formar corrugaciones de capa activa. En esta configuración, las reflexiones de retroalimentación las proporciona la rejilla PDMS-aire (PA) y el resonador se puede separar de la película activa. Aunque los sellos flexibles se usan comúnmente para imprimir corrugaciones directamente para el láser, renunciamos a este paso y usamos el sello para lograr el láser directamente. Debido a la baja energía superficial del PDMS, el daño a la película activa es mínimo y el PDMS se puede despegar y retirar repetidamente sin efectos perjudiciales sobre el rendimiento del láser. La longevidad de la muestra está determinada principalmente por la acumulación de polvo/partículas en la superficie del PDMS. Para 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 inicial del sello. Aquí, el rendimiento de los láseres PA Bragg propuestos se compara con los láseres Bragg de película de sustrato (SF) estándar (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 (haz de bomba filtrado), (c) SEM de rejillas PDMS de 60 % γ de 1.er y 2.º orden, (d) esquema para sustrato: rejilla de película (SF), (e) láser 1O DFB con 40 períodos de un acoplador de rejilla de segundo orden entre rejillas de primer orden (f) láser 1O DBR con rejillas de primer orden y 40 períodos de un acoplador de rejilla de segundo orden definido en una faceta de espejo única.

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 láser debido a 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; Consideramos que este es un compromiso suficiente para obtener una superposición apreciable del modo de bombeo y un confinamiento óptico moderado17. El espesor de la película era lo suficientemente bajo como para que sólo el modo TE0 se propagara con un confinamiento sustancial. Los láseres puros de segundo orden (2O) se utilizan comúnmente debido a requisitos de fabricación menos estrictos que los láseres de primer orden y a 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 la de 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 la Fig. 1a,d18,19,20. Para conservar una alta fuerza de retroalimentación y un desacoplamiento vertical, se han utilizado láseres fabricados a partir de rejillas de primer orden con un desacoplador de segundo orden (1O)21. Aquí, se exploran los láseres 2O DFB, 1O DFB y DBR para estructuras PA y SF.

Para los láseres 1O DFB, se colocaron 40 períodos de rejillas de segundo orden entre dos rejillas de primer orden (Fig. 1e). Para los láseres 1O DBR, se utilizan 500 períodos de primer orden para ambos espejos; esto fue suficiente para lograr la reflexión completa de la luz guiada por ondas, mientras que se colocaron 40 períodos de segundo orden en una faceta 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 de ganancia de ancho de banda basado en la emisión espontánea amplificada (ASE)16) correspondiente a \({n}_{eff}\) ~ 1,53. Todas las longitudes de las cavidades 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 operada por encima del umbral. “Campo cercano” espacial ampliado (~ 4 ×) capturado por un espectrógrafo de rendija de entrada completamente abierto 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 un láser PA 1O DFB al 60% \(\gamma \) por debajo del umbral láser (violeta punteado) y por encima del umbral láser (violeta relleno), junto con la emisión 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 desacoplador de segundo orden es visible; sin embargo, la emisión desacoplada verticalmente no se observó ya que la imagen se tomó con incidencia oblicua. Las imágenes del espectrógrafo de difracción de orden 0 (modo de reflexión, rendija de entrada completamente abierta) ampliadas (~ 3,8 ×, comparando la longitud de la franja física y la imagen del espectrógrafo) de la emisión para un DFB 1O 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 se puede discernir a partir 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 10 muestras 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 capture con 10 muestras DFB y DBR.

Los espectros normalizados para la emisión de la película base se muestran en la Fig. 2d) junto con los espectros para 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 esta caída es relativamente cercana al modo TE0 fundamental (calculado numéricamente \({n}_{eff} \sim 1.52\), 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 láser para el modo longitudinal de baja energía, aunque encontramos que el modo oscilante puede comenzar en el pico de alta energía y se producirá en ambos modos con mayor fluencia de bombeo (Fig. S11a). Esto es 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 2O22,23,24. En los láseres de primer orden, la ganancia umbral para cada modo más cercano a la banda de parada tiene la misma probabilidad de producirse en ausencia de un defecto/elemento de cambio de fase24. Para los láseres 2O DFB, la discriminación de modos se obtiene mediante la pérdida de radiación diferencial de cualquiera de los 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 desacoplador de rejilla de segundo orden o pequeñas reflexiones de rejillas adyacentes26.

Los espectros dependientes de la fluencia de una muestra de PA 1O DFB al 60% \(\gamma \) se ilustran en la Fig. 3a; se observó un crecimiento superlineal de la característica del borde de la banda de baja energía con una fluencia creciente que indica el inicio del 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 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 láser para 60% \(\gamma \) PA 1O DBR/DFB y 2O Láseres DFB, con eficiencia de pendiente, m mostrados.

Los umbrales más bajos se observaron en las muestras 10 DBR, correspondientes también a la eficiencia de producción más alta, seguidas por la muestra 10 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 resulta en una gran proporción de luz que no fue recolectada por la rendija de entrada del espectrógrafo de 50 µm. Para los láseres 2O DFB, los umbrales relativos más altos se pueden atribuir en parte a una retroalimentación reducida, como se analiza más adelante, y a un aumento en la pérdida de desacoplamiento. Para los láseres 1O DFB y DBR, dado que los dos operan mediante mecanismos físicos diferentes, las comparaciones directas de 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 radiación ocurre dentro de la banda de parada, donde la reflectividad es la más alta. En los láseres DFB, el medio de ganancia está integrado con el elemento periódico y la retroalimentación se produce mediante la reflexión periódica de ondas que se propagan en contra 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 acoplado por índice puro, suponiendo un perfil periódico perfectamente cuadrado11,19,20.

Aquí, \({\mathrm{k}}_{0}=\frac{2\pi }{{\lambda }_{0}}\) donde \({\lambda }_{0}\) es el La longitud de onda de propagación en el espacio libre, \({n}_{2} ,{n}_{1}\) son los índices de refracción de los materiales de la 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 modos longitudinal en los bordes de la banda fotónica. Aquí destacamos 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 \( {n}_{eff}\). Por lo tanto, cuantitativamente, no es directamente aplicable a los láseres DFB compuestos de 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) predecir cualitativamente el comportamiento de las muestras de PA en comparación con las muestras de SF estándar.

Tenga en cuenta que \(\gamma \) utilizado en este contexto se refiere a las dimensiones del patrón de diseño inicial de resistencia positiva al 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 corrugaciones de la rejilla se suavizaron de modo que la topología de la superficie de la película solo se moduló como máximo en 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 sea de 130 nm en las rejillas y de 180 nm en las zanjas. Por lo tanto, podemos esperar una gran contribución al acoplamiento de ganancia de la modulación periódica confinada para los DFB con las muestras 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 SF, PA 1O y 2O DFB de 30, 45 y 60% \(\gamma \) por encima y por debajo del umbral láser. Los anchos de la banda de parada \(\mathrm{\Delta \nu }\) están anotados en unidades de energía y se utilizaron para estimar los coeficientes de acoplamiento de acuerdo con la ecuación. (1). Para PA 2O se observan claramente bandas de parada para 30, 60% \(\gamma \), sin embargo, para 45% \(\gamma \), la caída fue menos prominente, con el ancho de la banda de parada notablemente más estrecho y de manera similar para SF 2O en la Fig. 4b. Además, no se observó láser en la muestra de PA \(\gamma \) al 45% en las fluencias más altas antes de que se eliminara la película; de lo contrario, se observó láser en 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 con 25, 75% \(\gamma \). En la práctica, la desviación de un perfil perfectamente cuadrado dará como resultado un valor nulo incompleto de \(\upkappa \)26. Por el contrario, para el 50% \(\gamma \) en 1O muestras, \(m=1\), \(\upkappa \) alcanza su valor máximo, y una desviación del 50% \(\gamma \) da como resultado una disminución relativamente lenta. disminuyendo \(\upkappa \).

Espectros por encima del umbral láser (línea continua) y por debajo del umbral 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 los anchos de banda de parada medidos de los láseres DFB. (f) Dependencia de la fluencia del umbral en el ciclo de trabajo de diseño para muestras de 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 ambos lados de la banda de parada principal para muestras 1O, con caídas más prominentes para las muestras 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 y TM de orden superior basados en los cálculos del solucionador de modos de \({n}_{eff}\) y la posición espectral predicha a partir 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 de parada principal sugiere que estos pueden ser los modos laterales que se encuentran en las estructuras típicas de Bragg26. La inspección de la Fig. 4d sugiere que las caídas 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 surgir 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 modos laterales sugeriría que el ancho de la banda de parada principal disminuye a medida que \(\gamma \) ronda el 50% \(\gamma \), donde se espera que \(\upkappa \) alcance su máximo.

Para DFB de PA 1O al 45% \(\gamma \), el láser todavía ocurre dentro de la banda de parada principal; sin embargo, para muestras de SF 1O, el láser parece ocurrir en la banda/caída lateral de alta longitud de onda. Suponiendo que las nuevas caídas se separaron directamente de los modos principales del borde de la banda, el centro de las caídas laterales se utilizó para calcular \(\upkappa \). Cuando la posición de las caídas es ambigua, como con 45% \(\gamma \) PA 1O, se utilizó la banda de parada principal para calcular el ancho, notándose cierta subestimación de los valores de \(\upkappa \). Incluso si se calcula con las bandas laterales, encontramos \(\mathrm{\Delta \nu }\) consistentemente más bajo para PA en comparación con SF para las muestras 1O y 2O DFB y, por lo tanto, \(\upkappa \) correspondientemente más bajo para todos \( \gamma \) mostrado en la Fig. 4e. Se observaron mínimos/máximos en DFB de PA y SF 2O alrededor de 50/25 y 75% \(\gamma \), lo que concuerda relativamente bien con la ecuación. (1). Se observó una tendencia menos discernible para las muestras de 1O cercanas al 50% \(\gamma \); sin embargo, atribuimos esto principalmente a la ambigüedad en las posiciones espectrales de las caídas de Bragg y a las limitaciones de fabricación de la replicación de PDMS para \(\gamma \) en los extremos. En general, la apariencia de las caídas laterales parece correlacionarse con altos coeficientes de acoplamiento en los láseres 1O pero no en los láseres 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 DFB de 10 SF reemplazando la rejilla de segundo orden del mismo \(\gamma \) con una rejilla de segundo orden del 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 con película). Los resultados muestran que un \(\gamma \) mal optimizado podría elevar los umbrales de emisión de láser en más de un orden de magnitud para los láseres de 2O. Por lo tanto, el rendimiento mejorado de los láseres de primer orden con acopladores de segundo orden en informes anteriores21 puede atribuirse, al menos en parte, a ciclos de trabajo de rejilla no optimizados.

Al contrario de los informes anteriores de Quintana et al.15 sobre umbrales de emisión de láser más bajos en láseres de superficie corrugada en comparación con láseres SF, 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 franja de excitación y del resonador coinciden exactamente con 200 µm. Hemos demostrado que los umbrales se pueden reducir aún más aumentando la retroalimentación total con resonadores más largos y, en consecuencia, franjas de mayor longitud (Fig. S18), de acuerdo con las predicciones teóricas11. La reducción del umbral disminuye a medida que aumenta la longitud de la cavidad; sin embargo, la saturación se produce más tarde en los láseres PA que en los láseres SF debido a la menor κ. Por ejemplo, se encontró una reducción aproximada de 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 mayor 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 en consecuencia, 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 del índice significativamente menor (1,59–1,55/1,59–1,46) en comparación a láseres de corrugación de superficie 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 al 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 espesor de la capa activa y/o el índice de refracción, aumentando así la superposición de la porción evanescente del modo. Sin embargo, esto también daría como resultado una disminución del confinamiento en la capa activa. En trabajos anteriores, el confinamiento alrededor de la región superior de la película activa podría aumentarse 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 sólo 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 baja pérdida de guía de onda (~ 11 cm-1 como se determina en la Fig. . S20) y reflejo completo en 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 DFB y DBR de 30, 60% \(\gamma \) 1O se dan en la Tabla 1.

Al comparar los láseres PA/SF 1O DFB y DBR, se encontraron salidas de pendiente significativamente mayores en los DBR correspondientes. Atribuimos esto al hecho de que la rejilla es continua a lo largo de la cavidad del DFB y hay una disminución en la intensidad del modo de resonador a lo largo del láser debido a la retrorreflexión continua, mientras que en los DBR, la reflexión solo ocurre en el facetas de espejo. Observamos resultados de pendiente más altos en láseres de 60% \(\gamma \) en comparación con láseres de 30% \(\gamma \) para muestras de PA. La mayor salida es consistente con una mayor superposición del modo óptico con las rejillas en factores de llenado 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 PDMS de bajo \(\gamma \). Además, como se mencionó anteriormente, el desacoplamiento de las rejillas de Bragg de segundo orden se produce mediante 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 mayor cercano al 50% \(\gamma \), lo que es consistente con la salida de mayor pendiente con rejillas de 60% \(\gamma \) en relación con 30% \(\gamma \). En el caso de los láseres SF, la discrepancia en la producción fue menos perceptible. En los láseres SF DFB, la salida de pendiente más baja es consistente con una pérdida de desacoplamiento más baja y, 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 los 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 un 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 del índice. Sin embargo, en última instancia, varios otros factores contribuyen a la magnitud de la potencia radiada de los láseres, como lo demuestra el análisis de la radiación acoplada en rejilla en guías de ondas y láseres de GaAs realizado por Streifer et al28. Encuentran una dependencia compleja de la producción radiativa con 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 las eficiencias de las pendientes a un solo parámetro. Es posible que se justifiquen cálculos numéricos para predecir las geometrías óptimas y obtener los mayores resultados.

El láser se logró con éxito mediante el contacto conformado de un sello compuesto de PDMS modelado con rejillas de Bragg con una capa activa (F80.9BT0.1). De este modo se desacopla el medio de ganancia activo del resonador. El sello podría retirarse repetidamente de la superficie de la capa activa para recuperar el láser después de la degradación, y el uso repetido estaría 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 o 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 externos 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 de tres veces del confinamiento en la región de la rejilla \(.\). Se observaron umbrales similares entre PA y SF para los láseres DBR. Esto se atribuye a la baja pérdida y a 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 las 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.

Es posible realizar mejoras en la estructura del PA 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 fabricar el PDMS antes del colapso del patrón. Esto puede superarse 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 el costo de diseño o fabricación. El sistema también abre perspectivas para una posible aplicación práctica 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 platino diviniltetrametildisiloxano, 2,4,6,8-tetrametiltetravinilciclotetrasiloxano y copolímero de (25–30 % metilhidrosiloxano)-dimetilsiloxano, terminado en hidruro se adquirieron de Gelest Corp. Se adquirió el kit Sylgard 184 de productos químicos Dow.

Para todos los láseres DBR y 1O DFB, se utilizaron 40 períodos de rejillas de Bragg de segundo orden para acoplar la luz verticalmente. Para los láseres 1O DFB, la sección de segundo orden se colocó en el medio de las rejillas de primer orden como se ilustra en la Fig. 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 externo de segundo orden se coloca en el borde de la cavidad con 500 períodos de rejillas de primer orden que comprenden el resto del espejo, mientras que el espejo en el otro lado de la cavidad solo se compone de 500 períodos de una rejilla de primer orden. ordene la rejilla (Fig. 1f). La retroalimentación en las rejillas de segundo orden se logra mediante difracción de segundo orden, mientras que la luz se difracta mediante difracción de primer orden. Para las rejillas de primer orden, la retroalimentación se logra mediante difracción de primer orden.

Se limpiaron virutas de sílice fundida con pulido de doble cara (20 × 20 mm2) en un baño ultrasónico con acetona e IPA. Entre los enjuagues con acetona/IPA, las virutas se frotaron físicamente a mano con un paño de microfibra y posteriormente se enjuagaron con los disolventes respectivos antes de secarlas con N2. Luego, las muestras se trataron con plasma de O2 de baja potencia de RF (RF: 50 W, O2: 50 sccm, presión: 20 mTorr) durante 3 minutos 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 era quitar la escoria de la superficie, alisar la superficie pulida para mejorar la adhesión de la resistencia al haz de electrones y luego una limpieza final con plasma para eliminar cualquier polímero de pasivación formado por el plasma CHF3. Encontramos un colapso extenso 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. Las virutas tratadas se hornearon/deshidrataron a 180 °C durante 5 minutos antes de aplicar ZEP520a de 100 nm (dilución 1:1 en anisol) mediante recubrimiento por rotación. Posteriormente, las patatas fritas se hornearon a 180 °C durante 2 min. La solución de Elektra92 (polímero conductor) se filtró a través de un filtro hidrófilo de 0,22 µm y se hizo girar 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 una cocción posterior al revelado a 125 °C durante 1 minuto antes de grabarse 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 del grabado difiere ligeramente dependiendo de las relaciones de aspecto de las características. Luego, los chips grabados 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 momento se realizaron en una sala blanca.

Para la muestra de película de sustrato, los chips se hornearon a 180 °C durante 5 minutos antes de que se hiciese F80.9BT0.1 en tolueno (25 mg/mL) como está a 2000 rpm para producir una película de ~ 180 nm ( sin rejillas) y se utilizó tal cual, sin recocido (el recocido por encima de la temperatura de transición vítrea aumenta drásticamente el umbral de exposición al láser). La solución F80.9BT0.1 se preparó en una caja de guantes llena de N2 pero se hizo girar en condiciones ambientales.

Las muestras grabadas con SiO2 se utilizaron como patrón para la replicación de PDMS. Los chips se hornearon a 180 °C durante 10 minutos 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 la muestra se enjuagó con IPA para limpiar la superficie, ya que una película lechosa tiende a depositarse sobre las virutas durante el proceso de recubrimiento con TCOFS.

Para preparar h-PDMS, se preparó una mezcla de 0,791 g (7–8% de 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 agregaron 230 µL (25–30 % de metilhidrosiloxano)-copolímero de dimetilsiloxano, terminado en hidruro junto con 540 µL de tolueno. Se utiliza tolueno para proporcionar un mejor moldeado de la mezcla en las zanjas de las nanoestructuras estampadas32. Luego, la mezcla se desgasificó rápidamente con un desecador de vacío, se vertió sobre el chip maestro y se hizo girar 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, se mezcló la base Sylgard 184 con su agente de curado en una proporción en peso de 9:1, se agitó bien 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 retirar el chip maestro con un bisturí y luego pelarlo. apagado. El sello resultante se corta en los bordes para eliminar cualquier protuberancia grande que pueda impedir el contacto conformado con la película activa del láser.

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

Las mediciones láser se llevaron a cabo utilizando la salida de un láser Nd: YVO4 (1,1 ns) triplicado con frecuencia de conmutación Q activa y bombeado por diodos (Picolo MOPA, Innolas) 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 están escaladas a una señal de 10 pulsos para mediciones de eficiencia de salida de pendiente. Las muestras fabricadas se montaron en una platina xyz y se excitaron con 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 y la emisión de salida se recoge con incidencia normal, se dirige con un conjunto de espejos y se enfoca 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 mediciones de difracción de orden cero, la rendija de entrada se abrió completamente, mientras que para la caracterización espectral y 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 solicitud razonable.

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

Artículo ADS CAS Google Scholar

Wang, Y., Li, X., Nalla, V., Zeng, H. & Sun, H. Superficie de cavidad vertical de umbral bajo procesada con solución que emite láseres de nanocristales de perovskita totalmente inorgánicos. Adv. Func. Madre. 27(13), 1605088 (2017).

Artículo de Google Scholar

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

Artículo ADS CAS Google Scholar

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

Artículo ADS CAS Google Scholar

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

Artículo ADS CAS Google Scholar

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

ADS del artículo Google Scholar

Riedl, T. y col. Láser orgánico sintonizable de película delgada bombeado por un láser de diodo violeta inorgánico. Aplica. Física. Letón. 88(24), 241116 (2006).

ADS del artículo Google Scholar

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

Artículo de Google Scholar

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

Artículo CAS Google Scholar

Herrnsdorf, J. y col. Láser DFB semiconductor orgánico encapsulado con emisión azul flexible. Optar. Expreso 18(25), 25535–25545 (2010).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Kogelnik, H. & Shank, C. Teoría de ondas acopladas de láseres de retroalimentación distribuida. J. Aplica. Física. 43(5), 2327–2335 (1972).

ADS del artículo Google Scholar

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

ADS del artículo Google Scholar

Bonal, V., Quintana, JA, Villalvilla, JM, Boj, PG y Díaz-García, MA Control de las propiedades de emisión de láseres de retroalimentación orgánica distribuida procesados en solución mediante diseño de resonador. Ciencia. Rep. 9(1), 11159 (2019).

ADS del artículo Google Scholar

Zhai, T., Zhang, X. y Pang, Z. Láser de polímero basado en estructuras de rejilla de guía de ondas activas. Optar. Expreso 19(7), 6487–6492 (2011).

Artículo ADS CAS Google Scholar

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

Artículo de Google Scholar

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

Artículo CAS Google Scholar

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

ADS del artículo Google Scholar

Yariv, A. Teoría del modo acoplado para óptica de ondas guiadas. IEEE J. Cuántico. Electrón. 9(9), 919–933 (1973).

Artículo ADS CAS Google Scholar

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

ADS del artículo Google Scholar

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

ADS del artículo Google Scholar

Karnutsch, C. y col. Láseres semiconductores orgánicos mejorados basados en un diseño de resonador de retroalimentación distribuida de orden mixto. Aplica. Física. Letón. 90(13), 131104 (2007).

ADS del artículo Google Scholar

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

ADS del artículo Google Scholar

Kazarinov, R. y Henry, C. Láseres de retroalimentación distribuida de segundo orden con selección de modo proporcionada por pérdidas de radiación de primer orden. IEEE J. Cuántico. Electrón. 21 (2), 144-150 (1985).

ADS del artículo Google Scholar

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

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

ADS del artículo Google Scholar

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

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

Artículo ADS CAS Google Scholar

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

ADS del artículo Google Scholar

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).

ADS del artículo Google Scholar

Döring, S., Rabe, T. y Stumpe, J. Características de salida de láseres de retroalimentación orgánica distribuida con diferentes alturas de rejilla. Aplica. Física. Letón. 104(26), 263302 (2014).

ADS del artículo Google Scholar

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 Scholar

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

ADS del artículo Google Scholar

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Este trabajo fue apoyado por el Centro de Excelencia en Ciencia de Exciton del Consejo Australiano de Investigación (subvención de financiación nº CE170100026). Los autores agradecen las instalaciones y la asistencia científica y técnica del Centro de Investigación Central de Investigación y Fundición de Prototipos de la Universidad de Sydney, parte del Centro Nacional de Fabricación de Australia.

Centro ARC de Excelencia en Ciencia de Excitones, Facultad de Química, Universidad de Sydney, Sydney, NSW, 2006, Australia

Yun Li y Girish Lakhwani

Nano Institute 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

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

Correspondencia a Girish Lakhwani.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Li, Y., Lakhwani, G. Láseres Bragg de guía de ondas activas mediante sellos PDMS de contacto conforme. Representante científico 12, 22189 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-26218-7

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Recibido: 07 de septiembre de 2022

Aceptado: 12 de diciembre de 2022

Publicado: 23 de diciembre de 2022

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

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