Aktive Wellenleiter-Bragg-Laser über PDMS-Stempel mit konformem Kontakt

Scientific Reports Band 12, Artikelnummer: 22189 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Laserwirkung wird bei Bragg-Lasern beobachtet, die durch konformen Kontakt eines gemusterten PDMS-Stempels mit einem einfachen aktiven Film entstehen, der auf Glas aufgeschleudert ist. Die Schwellenwerte, Ausgangseffizienzen und spektralen Eigenschaften werden mit Standardgittern mit Substratmuster verglichen und in Bezug auf den Kopplungskoeffizienten \(\upkappa\) diskutiert. Die angegebenen Schwellenwerte sind bei DFB-Lasern (Distributed Feedback) sehr empfindlich gegenüber Gitterarbeitszyklen, sowohl für PDMS-Luft- als auch für Substrat-Film-Laser. Insgesamt sind die Laserschwellenwerte von PDMS-Luft-DFB-Lasern (PA) deutlich höher als die von Substrat-Film-Lasern (SF), was auf eine etwa dreifache Reduzierung des optischen Einschlusses im Gitterbereich zurückzuführen ist. Es wurde festgestellt, dass die Steigungsleistungseffizienz bei PA-Lasern im Vergleich zu SF-Lasern sowohl für DFB- als auch für DBR-Konfigurationen vergleichsweise höher ist, was auf mehrere konkurrierende Faktoren zurückzuführen ist. Das PDMS kann wiederholt von der Oberfläche des aktiven Films entfernt werden und der konforme Kontakt wird hauptsächlich durch die Partikelansammlung auf der PDMS-Oberfläche begrenzt. Es wird erwartet, dass das vorgeschlagene PA-System für die schnelle Lasermesstechnik neuer Verstärkungsmaterialien und für praktische Anwendungen optisch gepumpter Laser nützlich sein wird.

Lösungsverarbeitete Laser1,2,3 haben in den letzten Jahren erhebliche Fortschritte gemacht und bieten Lösungen für kostengünstige, einfach herzustellende, abstimmbare Lichtquellen für unzählige Anwendungen, einschließlich integrierter Lab-on-Chip-Geräte, Spektroskopie und Sensorik. Für praktische Anwendungen sind kompakte elektrisch angetriebene Laser wünschenswert. Derzeit bremsen jedoch große Hürden den Fortschritt bei elektrisch injizierten Lasern4. Bei elektrisch injizierten organischen Halbleiterlasern begrenzt die statistische Bildung von Triplett-Exzitonen die Inversionsdichte und führt zu Absorptionsverlusten im angeregten Zustand, während gleichzeitig Verluste durch Injektionselektroden auftreten. Darüber hinaus muss die Verschlechterung bei den hohen Anregungsdichten, die zum Erreichen des Laserbetriebs erforderlich sind, angegangen werden, wenn solche Geräte jemals auf den Markt kommen sollen. Die oben genannten Probleme können umgangen werden, wenn stattdessen der organische Halbleiterlaser durch eine elektrisch angetriebene InGaN-Laserdiode5,6,7,8,9 optisch über den Schwellenwert gepumpt wird. Während bei dieser Konfiguration die Gesamtkosten und die Kompaktheit durch die Notwendigkeit eines Sekundärlasers begrenzt werden, bleiben die Vorteile des organischen Halbleitermaterials und die Kompaktheit erhalten.

Berichte über optisch gepumpte, lösungsverarbeitete organische DFB-Laser umfassten hauptsächlich substratdefinierte Wellen, aktive Schichtwellen durch Nanoprägung und aktive Filme, die auf strukturierten flexiblen Stempeln definiert wurden8,9,10. Die beiden letztgenannten Fälle sind wünschenswert, um die Herstellungskosten weiter zu senken. In den meisten dieser Fälle liegt jedoch eine signifikante periodische Modulation der Dicke der aktiven Schicht vor, was zu einer entsprechenden Modulation des optischen Einschlusses führt. Dies kann zu einer komplexen, gemischten, mit Verstärkung und Brechungsindex gekoppelten verteilten Rückkopplung führen11,12. Darüber hinaus ist der Wellenleitermodus äußerst empfindlich gegenüber Defekten in der gewellten Struktur von schleuderbeschichteten Filmen.

Jüngste Berichte deuten darauf hin, dass diese Probleme umgangen werden können, indem die Resonatoren über der aktiven Schicht strukturiert werden13,14. In dieser Geometrie gibt es keine Modulation in der Dicke der aktiven Schicht, und es hat sich gezeigt, dass das Wellenleitermodenprofil relativ ungestört durch Defekte im Resonator ist14. Die Strukturierung von Wellen auf diese Weise ist jedoch eine Herausforderung, da der aktive Film durch den Herstellungsprozess anfällig für Beschädigungen ist. Gängige Herstellungstechniken zur Erzielung aktiver Schichtgitter umfassen die holografische Strukturierung auf Fotolack, was zu einer möglichen Beschädigung der aktiven Schicht führen kann. Nichtsdestotrotz haben auf diese Weise hergestellte Laser niedrigere Laserschwellen und höhere Wirkungsgrade bei der Ausgangssteilheit gezeigt13,15.

In diesem Bericht wird das Lasern demonstriert, indem ein gemusterter PDMS-Stempel in konformen Kontakt mit einem aktiven Film gebracht wird (Abb. 1a–c), um Wellen in der aktiven Schicht zu bilden. In dieser Konfiguration werden Rückkopplungsreflexionen durch das PDMS-Luftgitter (PA) bereitgestellt und der Resonator kann vom aktiven Film gelöst werden. Obwohl flexible Stempel häufig verwendet werden, um Riffelungen zum Lasern direkt einzuprägen, verzichten wir auf diesen Schritt und verwenden den Stempel, um das Lasern direkt zu erreichen. Aufgrund der geringen Oberflächenenergie von PDMS ist die Beschädigung des aktiven Films minimal und das PDMS kann wiederholt abgezogen und abgezogen werden, ohne dass sich dies negativ auf die Laserleistung auswirkt. Die Langlebigkeit der Probe wird hauptsächlich durch die Ansammlung von Staub/Partikeln auf der PDMS-Oberfläche bestimmt. Bei Materialsystemen, die unter Photodegradation leiden, kann der Laser wiederhergestellt werden, indem der Stempel an eine andere Stelle auf dem aktiven Film bewegt wird. Darüber hinaus kann das System für die Qualifizierung der Verstärkung/Laserleistung in Materialien und Filmen nützlich sein, ohne dass teure/wiederholte Herstellungsschritte über die anfängliche Stempelherstellung hinausgehen. Hier wird die Leistung der vorgeschlagenen PA-Bragg-Laser mit Standard-Substratfilm-Bragg-Lasern (SF) (Abb. 1d) im Hinblick auf Laserschwellenwerte und Ausgangseffizienz verglichen.

(a) Schema für PDMS – Luftgitter (PA), (b) Piktogramm des Laserstrahls aus der PA-Probe (Pumpstrahl gefiltert), (c) SEM von 60 % γ PDMS-Gittern 1. und 2. Ordnung, (d) Schema für Substrat – Filmgitter (SF), (e) 1O DFB-Laser mit 40 Perioden eines Gitterauskopplers 2. Ordnung zwischen Gittern 1. Ordnung (f) 1O DBR-Laser mit Gittern 1. Ordnung und 40 Perioden eines Gitterauskopplers 2. Ordnung, definiert auf a einzelne Spiegelfacette.

In dieser Studie wurde F80.9BT0.1 (ADS233YE) aufgrund seiner kommerziellen Verfügbarkeit und seines breitbandigen Verstärkungsspektrums verwendet16. Letzteres ist wichtig, um die Variabilität der Laserschwellen aufgrund von Änderungen des effektiven Brechungsindex (\({n}_{eff}\)) abseits der Spitze des Verstärkungsspektrums zwischen PA- und SF-Strukturen zu minimieren. Die native aktive Filmdicke wurde für alle Proben auf 180 nm festgelegt; Wir finden, dass dies ein ausreichender Kompromiss ist, um eine nennenswerte Überlappung des Pumpmodus und eine moderate optische Eingrenzung zu erzielen17. Die Filmdicke war niedrig genug, dass sich nur der TE0-Modus mit erheblichem Einschluss ausbreitet. Reine Laser 2. Ordnung (2O) werden häufig verwendet, da die Herstellungsanforderungen weniger streng sind als bei Lasern 1. Ordnung und die Messtechnik einfacher ist, da die Laseremission vertikal ausgekoppelt ist. Allerdings ergeben Laser erster Ordnung tendenziell niedrigere Schwellenwerte, da die maximale theoretische Beugungseffizienz für Rückkopplung stärker ist als Laser zweiter Ordnung für optimierte Arbeitszyklen \(\gamma =\frac{a}{\Lambda }\), wobei \(a\ ) ist die Gitterlinienbreite und \(\Lambda \) ist die Periodizität, wie in Abb. 1a,d18,19,20 dargestellt. Um sowohl eine hohe Rückkopplungsstärke als auch eine vertikale Auskopplung beizubehalten, wurden Laser aus Gittern erster Ordnung mit einem Auskoppler zweiter Ordnung (1O) verwendet21. Hier werden 2O-DFB-, 1O-DFB- und DBR-Laser sowohl für PA- als auch für SF-Strukturen untersucht.

Bei 1O-DFB-Lasern wurden 40 Perioden von Gittern 2. Ordnung zwischen zwei Gittern 1. Ordnung platziert (Abb. 1e). Bei 1O-DBR-Lasern werden für beide Spiegel 500 Perioden 1. Ordnung verwendet; Dies reichte aus, um eine vollständige Reflexion des wellengeführten Lichts zu erreichen, während zur Auskopplung 40 Perioden 2. Ordnung auf einer Spiegelfacette platziert wurden (Abb. 1f). Für Gitter 2./1. Ordnung wurden Gitter mit einer Periodizität von \(\Lambda \) = 366, 183 nm gewählt, um der Bragg-Bedingung zu entsprechen, \(m{\lambda }_{0}={2n}_{eff}\Lambda \), für Wellenlänge, \({\lambda }_{0}\)~ 565 nm (nahe der Spitze der Verstärkungsbandbreite basierend auf verstärkter spontaner Emission (ASE)16) entsprechend \({n}_{eff}\) ~ 1,53. Alle Hohlraumlängen wurden auf ungefähr 200 µm festgelegt, einschließlich 2O-DFB-Lasern, und der Anregungsstreifen ist auf ~ 200 µm × 50 µm geformt, wie in Abb. S7 beschrieben, um der Hohlraumabmessung zu entsprechen und mit einem Zoomobjektivbild dargestellt zu werden (Abb. 2a).

(a) Zoomobjektivbild des PA 1O DFB, der über dem Schwellenwert betrieben wird. Vergrößertes (~ 4 ×) räumliches „Nahfeld“, aufgenommen durch einen vollständig geöffneten Eintrittsspaltspektrographen in der Beugung 0. Ordnung (Reflexionsmodus) von 60 % \(\gamma \) PA 1O DFB (b) unterhalb und (c) oberhalb des Schwellenwerts. (d) Normalisierte Spektren für 60 % \(\gamma \) PA 1O DFB-Laser unterhalb der Laserschwelle (gepunktetes Violett) und oberhalb der Laserschwelle (gefülltes Violett), zusammen mit der Basisemission ohne Gitter.

Die gestreute Laserstrahlung in Abb. 2a konnte vom Gitter über dem Schwellenwert beobachtet werden und die Umrisse des Auskopplers 2. Ordnung sind sichtbar, die vertikal ausgekoppelte Emission wurde jedoch nicht beobachtet, da das Bild bei schrägem Einfall aufgenommen wurde. Vergrößerte (~ 3,8 ×, durch Vergleich der physikalischen Streifenlänge und des Spektrographenbildes) Spektrographenbilder der Beugung 0. Ordnung (Reflexionsmodus, vollständig geöffneter Eintrittsspalt) der Emission für einen 1O-DFB unterhalb und oberhalb des Schwellenwerts sind in Abb. 2b bzw. c dargestellt. Die vertikal ausgekoppelte Emission aus dem Abschnitt 2. Ordnung ist an der Hintergrundemission des Anregungsstreifens unterhalb der Schwelle erkennbar. Oberhalb des Schwellenwerts ist die Emission überwiegend im Abschnitt 2. Ordnung lokalisiert und erstreckt sich über ~ 5 Pixel (65 µm), und dies gilt auch für 1O-DBR-Proben (Abb. S9a–d). Alle Spektren wurden mit einem Eintrittsspalt von 50 µm aufgenommen, daher gehen wir davon aus, dass der größte Teil der Laseremission (~ 77 %) mit 1O DFB- und DBR-Proben erfasst wurde.

Normalisierte Spektren für die Basisfilmemission sind in Abb. 2d) zusammen mit Spektren für 60 % \(\gamma \) PA 1O DFB unterhalb und oberhalb des Schwellenwerts dargestellt. Unterhalb des Schwellenwerts wurden zwei scharfe Peaks nahe der minimalen spektralen Auflösung des Spektrographen (~ 0,7 nm) beobachtet, zusammen mit einem Abfall der spektralen Intensität zwischen den beiden Peaks bei 563 nm. Die spektrale Position dieses Einbruchs liegt relativ nahe am TE0-Grundmodus (numerisch berechnet \({n}_{eff} \sim 1,52\), abhängig vom Gitter \(\gamma \), wie in Abb. S10 gezeigt). Wir ordnen es dem photonischen Stoppband des TE0-Modus zu. Ebenfalls dargestellt ist der Laserpeak für den Longitudinalmodus mit niedriger Energie, obwohl wir feststellen, dass der Oszillationsmodus beim Hochenergiepeak beginnen kann und in beiden Modi mit höherer Pumpfluenz lasert (Abb. S11a). Dies ist zu erwarten, da es bei DFB-Lasern erster Ordnung im Gegensatz zu 2O-DFB-Lasern keinen Modus-Schwellenwert-Diskriminierungsprozess gibt22,23,24. Bei Lasern 1. Ordnung ist die Schwellenwertverstärkung für jeden Modus, der dem Sperrband am nächsten liegt, mit gleicher Wahrscheinlichkeit laserfähig, wenn kein Defekt/Phasenverschiebungselement vorhanden ist24. Bei 2O-DFB-Lasern wird die Modusunterscheidung durch unterschiedliche Strahlungsverluste beider Modi bereitgestellt25. Dennoch sehen wir beim 1O-DFB-Laser ein gewisses Maß an Unterscheidung zwischen wiederholten Proben. Dies wird auf eine Vielzahl von Faktoren zurückgeführt, darunter unterschiedliche Verluste/Gewinne bei unterschiedlichen Wellenlängen, eine veränderte Gitterphase aufgrund des Gitter-Auskopplers 2. Ordnung oder kleine Reflexionen von benachbarten Gittern26.

Fluenzabhängige Spektren einer 60 % \(\gamma \) PA 1O DFB-Probe sind in Abb. 3a dargestellt. Es wurde ein superlineares Wachstum des Niedrigenergie-Bandkantenmerkmals mit zunehmender Fluenz beobachtet, was auf den Beginn des Laserns hinweist. Ähnliche Trends im Intensitätswachstum wurden bei 2O-DFB- und 1O-DBR-Lasern beobachtet (Abb. S12). Das Wachstum der integrierten spektralen Intensität in der Nähe des Laserpeaks (± 10 nm) mit Fluenz ist in Abb. 3b für einen typischen Satz von 60 % \(\gamma \) PA 1O DFB-, 1O DBR- und 2O DFB-Proben dargestellt.

(a) Fluenzabhängige Spektren für 60 % \(\gamma \) PA 1O DFB, (b) typische fluenzabhängige Ausgabe der integrierten Spektralausgabe nahe der Laserwellenlänge für 60 % \(\gamma \) PA 1O DBR/DFB und 2O DFB-Laser mit Steigungseffizienz, m dargestellt.

Die niedrigsten Schwellenwerte wurden in 1O-DBR-Proben beobachtet, was auch der höchsten Ausgabeeffizienz entspricht, gefolgt von der 1O-DFB-Probe. Der höchste Schwellenwert gehört zum 2O-DFB-Laser mit der niedrigsten scheinbaren Steigungseffizienz. Die geringe Steigungseffizienz des 2O-DFB-Lasers kann jedoch hauptsächlich auf seine große räumliche Emissionsfläche zurückgeführt werden (Abb. S9f.), was dazu führt, dass ein großer Anteil des Lichts nicht vom 50-µm-Eintrittsspalt des Spektrographen gesammelt wird. Bei 2O-DFB-Lasern können die höheren relativen Schwellenwerte teilweise auf eine verringerte Rückkopplung, wie später erläutert, und einen Anstieg des Auskopplungsverlusts zurückgeführt werden. Da bei 1O-DFB- und DBR-Lasern unterschiedliche physikalische Mechanismen zum Einsatz kommen, ist ein direkter Vergleich der Schwellenwerte schwierig. Bei DBR-Lasern ist das aktive Verstärkungsmedium vom periodischen Element getrennt. Die Bragg-Reflektoren fungieren als Spiegel und die DBR-Laser verhalten sich wie spektral selektive Fabry-Perot-Laser, und das Lasern erfolgt innerhalb des Stoppbands, wo das Reflexionsvermögen am höchsten ist. Bei DFB-Lasern ist das Verstärkungsmedium in das periodische Element integriert und die Rückkopplung erfolgt durch periodische Reflexion gegenläufiger Wellen an den Bandkanten.

Um die Diskrepanz bei den Schwellenwerten weiter zu untersuchen, betrachten wir den aus der Theorie der gekoppelten Moden abgeleiteten allgemeinen Ausdruck für den Kopplungskoeffizienten eines rein indexgekoppelten Lasers unter der Annahme eines perfekt quadratisch-periodischen Profils11,19,20.

Hier ist \({\mathrm{k}}_{0}=\frac{2\pi }{{\lambda }_{0}}\), wobei \({\lambda }_{0}\) ist Ausbreitungswellenlänge im freien Raum, \({n}_{2} ,{n}_{1}\) sind die Brechungsindizes der Gittermaterialien (SF/PA), \({\Gamma }_{g}\ ) ist die modale Eingrenzung im Gitterbereich, \({n}_{eff}\) ist der effektive Brechungsindex, m ist die Bragg-Ordnung, a ist die Gitterlinienbreite und \(\mathrm{\Delta \nu }\ ) ist der longitudinale Modenabstand an den Kanten des photonischen Bandes. Wir weisen hier darauf hin, dass die Gleichung mit einem störungsbasierten Ansatz abgeleitet wird, unter der Annahme, dass der Brechungsindexkontrast zwischen \({n}_{2}\) und \({n}_{1}\) im Vergleich zu \( {n}_{eff}\). Daher ist es quantitativ nicht direkt auf DFB-Laser anwendbar, die aus lösungsverarbeiteten Materialien bestehen, bei denen der Indexkontrast typischerweise hoch und der Brechungsindex der aktiven Schicht niedrig ist. Dennoch verwenden wir stattdessen Gl. (1) um das Verhalten der PA-Proben im Vergleich zu Standard-SF-Proben qualitativ vorherzusagen.

Beachten Sie, dass sich \(\gamma \) in diesem Zusammenhang auf die anfänglichen Entwurfsmusterabmessungen des positiven E-Beam-Resists für die Lithographie bezieht und nicht auf das genaue physikalische Verhältnis der Linienbreite zur Gitterperiodizität. Dies liegt daran, dass die Linienbreiten von der Belichtungsdosis des Elektronenstrahls und anderen praktischen Herstellungsfaktoren abhängen. Das in der PA-Probe verwendete PDMS wurde aus den gleichen SiO2-Gittern geformt, die auch in den SF-Proben verwendet wurden. Bei SF-Proben wurden die Gitterwellen geglättet, sodass die Topologie der Filmoberfläche nur um höchstens 10 nm moduliert wurde (Abb. S13, S14). Dies führt zu einer optischen Einschlussmodulation von ~ 0,23 (Abb. S10a), vorausgesetzt, dass die Dicke des aktiven Films 130 nm in den Gittertälern und 180 nm in den Gräben beträgt. Wir können daher zusätzlich zur Indexkopplung einen großen Verstärkungskopplungsbeitrag von der periodischen Modulation im Einschluss für DFBs mit den SF-Proben erwarten. Im Vergleich dazu bleibt der optische Einschluss im aktiven Film für PA-Proben praktisch unverändert (Abb. S10b), da es keine Modulation der aktiven Filmdicke gibt.

Abbildung 4a–d zeigt repräsentative experimentelle Spektren für SF-, PA 1O- und 2O-DFB-Proben mit 30, 45 und 60 % \(\gamma \) über und unter der Laserschwelle. Die Sperrbandbreiten \(\mathrm{\Delta \nu }\) sind in Energieeinheiten angegeben und wurden zur Schätzung der Kopplungskoeffizienten gemäß Gl. verwendet. (1). Für PA 2O sind bei 30, 60 % \(\gamma \) deutlich Sperrbänder zu beobachten, bei 45 % \(\gamma \) war der Einbruch jedoch weniger ausgeprägt, wobei die Sperrbandbreite merklich schmaler war und für SF 2O in Abb . 4b. Darüber hinaus wurde in der 45 % \(\gamma \) PA-Probe bei den höchsten Fluenzen vor der Ablation des Films kein Lasereffekt beobachtet, andernfalls wurde Lasereffekt auf beiden Seiten des Stoppbands beobachtet. Die Beobachtungen stimmen mit dem \(\mathrm{sin}\left(\pi m\gamma \right)\)-Term in Gl. überein. (1) Für \(m=2.\) in der Nähe von \(\gamma =0,5\) ist der Kopplungskoeffizient null \(\upkappa =0\), daher ist in der Nähe dieses \(\ keine oder nur geringe Kopplung zu erwarten. gamma \), während \(\upkappa \) mit 25, 75 % \(\gamma \) am höchsten ist. In der Praxis führt eine Abweichung von einem perfekt quadratischen Profil zu einem unvollständigen Nullpunkt von \(\upkappa \)26. Umgekehrt erreicht \(\upkappa \) für 50 % \(\gamma \) in 1O Proben, \(m=1\), seinen Maximalwert, und eine Abweichung von 50 % \(\gamma \) führt zu einem relativ langsamen abnehmendes \(\upkappa \).

Spektren für oberhalb der Laserschwelle (durchgezogene Linie) und unterhalb der Laserschwelle (gestrichelte Linie) mit Sperrbandbreiten für 30, 45, 60 % \(\gamma \) von (a) PA 2O, (b) SF 2O, (c) PA 1O, (d) SF 1O DFB-Laser. (e) Berechnete Kopplungskoeffizienten basierend auf gemessenen Stoppbandbreiten von DFB-Lasern. (f) Abhängigkeit der Schwellenfluenz vom Design-Arbeitszyklus für 1O DBR-, 1O DFB- und 2O-Proben sowohl für Substratfilm- (SF) als auch PDMS-Luft-Gitterlaser (PA).

Zusätzliche Spitzen und Einbrüche auf beiden Seiten des Hauptsperrbands für 1O-Proben wurden beobachtet, wobei die Einbrüche bei den in Abb. 4c, d gezeigten SF-Proben ausgeprägter waren, insbesondere für 45 % \(\gamma \) PA 1O DFB und 45, 60 % \(\gamma \) SF 1O DFB. Wir schließen die Möglichkeit der TE-Moden höherer Ordnung und TM-Moden basierend auf Modenlöserberechnungen von \({n}_{eff}\) und der vorhergesagten Spektralposition aus der Bragg-Gleichung aus (TM0-Spektralmerkmal wird in Abb. S15 zugewiesen). ).

Die symmetrische Verteilung der Peaks abseits des Hauptsperrbandes lässt vermuten, dass es sich dabei möglicherweise um die Seitenmoden typischer Bragg-Strukturen handelt26. Die Betrachtung von Abb. 4d legt nahe, dass sich die Einbrüche direkt aus den Spitzen der Bandkanten bilden. Bei 30 % \(\gamma \) sind keine offensichtlichen Einbrüche vorhanden und die Intensität des Bandkantenmodus ist zur Kante hoher Wellenlänge hin verschoben. Für 45 % und 60 % \(\gamma \) scheinen jedoch neue Einbrüche sowohl von den Bandkantenpeaks (der Übergang ist in Abb. S16a,e deutlicher zu erkennen) als auch von der Intensität des Hochwellenbandes auszugehen -Edge-Peak nimmt relativ zur Low-Wellenlängen-Kante ab. Darüber hinaus würde die Zuordnung dieser Einbrüche zu Nebenmoden darauf hindeuten, dass die Hauptsperrbandbreite abnimmt, wenn \(\gamma \) um 50 % \(\gamma \) schwebt, wobei \(\upkappa \) voraussichtlich seine Maxima erreichen wird.

Bei DFBs mit 45 % \(\gamma \) PA 1O erfolgt die Laserwirkung immer noch innerhalb des Hauptsperrbands, bei SF 1O-Proben scheint die Laserwirkung jedoch im Seiteneinbruch/Band mit hoher Wellenlänge aufzutreten. Unter der Annahme, dass sich die neuen Einbrüche direkt von den Hauptbandkantenmoden abspalten, wurde die Mitte der Seiteneinbrüche zur Berechnung von \(\upkappa \) verwendet. Wenn die Position der Einbrüche nicht eindeutig ist, wie bei 45 % \(\gamma \) PA 1O, wurde das Hauptsperrband zur Berechnung der Breite verwendet, wobei eine gewisse Unterschätzung der \(\upkappa \)-Werte festgestellt wurde. Selbst bei Berechnung mit den Seitenbändern finden wir für PA im Vergleich zu SF sowohl für 1O- als auch für 2O-DFB-Proben durchweg niedrigere \(\mathrm{\Delta \nu }\) und somit entsprechend niedrigere \(\upkappa \) für alle \( \gamma \), dargestellt in Abb. 4e. Minima/Maxima sowohl in PA- als auch in SF 2O-DFBs wurden bei etwa 50/25 und 75 % \(\gamma \) beobachtet, was relativ gut mit Gl. übereinstimmt. (1). Ein weniger erkennbarer Trend wurde für die 1O-Proben nahe 50 % \(\gamma \) beobachtet; Wir führen dies jedoch hauptsächlich auf die Mehrdeutigkeit der spektralen Positionen der Bragg-Einbrüche und Herstellungsbeschränkungen der PDMS-Replikation für \(\gamma \) an den Extremitäten zurück. Insgesamt scheint das Auftreten der seitlichen Einbrüche mit hohen Kopplungskoeffizienten bei 1O-, aber nicht bei 2O-Lasern zu korrelieren; Der Ursprung der Funktionen ist derzeit jedoch unbekannt.

Wir beobachten, dass die Trends bei den DFB-Laserschwellen den Trends bei \(\upkappa \) genau folgen, wie in Abb. 4f gezeigt, d. h. niedrigere Schwellenwerte für höhere \(\upkappa \). Die Schwellenwerte wurden durch Mittelung über mindestens drei Testproben ermittelt. Die niedrigsten erhaltenen Schwellenwerte betrugen 0,63 µJ cm−2 für 55 % \(\gamma \) 1O SF DFB-Proben und 1,01 µJ cm−2 für 75 % \(\gamma \) 2O SF DFB. Der Schwellenwert könnte in 1O SF-DFBs weiter auf 0,45 µJ cm−2 gesenkt werden, indem das Gitter 2. Ordnung desselben \(\gamma \) durch ein 75 % \(\gamma \)-Gitter 2. Ordnung ersetzt wird (Abb. S17b). Andererseits liegen die höchsten erhaltenen Schwellenwerte bei 23,5 µJ cm−2 für 45 % \(\gamma \) 2O SF und > 300 µJ cm−2 für 45 % \(\gamma \) 2O PA (Schwellenwert wurde zuvor nicht erreicht). Filmablation). Die Ergebnisse zeigen, dass ein schlecht optimiertes \(\gamma \) die Laserschwellen für 2O-Laser um mehr als eine Größenordnung erhöhen könnte. Die verbesserte Leistung von Lasern 1. Ordnung mit Auskopplern 2. Ordnung in früheren Berichten21 kann daher zumindest teilweise auf nicht optimierte Gitterarbeitszyklen zurückgeführt werden.

Im Gegensatz zu früheren Berichten von Quintana et al. über niedrigere Laserschwellenwerte bei oberflächengewellten Lasern im Vergleich zu SF-Lasern15 wurden hier bei ersteren deutlich höhere Schwellenwerte beobachtet. Wir vermuten, dass dies teilweise auf die unterschiedlichen Anregungs- und Resonatorlängen zurückzuführen ist. In unserer Arbeit sind die Anregungsstreifen- und Resonatorlängen exakt auf 200 µm abgestimmt. Wir haben gezeigt, dass die Schwellenwerte weiter gesenkt werden können, indem die Gesamtrückkopplung mit längeren Resonatoren und entsprechend längeren Streifenlängen erhöht wird (Abb. S18), im Einklang mit theoretischen Vorhersagen11. Die Verringerung des Schwellenwerts nimmt mit größerer Resonatorlänge ab, jedoch tritt die Sättigung bei PA-Lasern aufgrund des niedrigeren κ später auf als bei SF-Lasern. Beispielsweise wurde bei PA 2O-Lasern eine etwa 2,7-fache Reduzierung des Schwellenwerts festgestellt, wenn die Hohlraumlänge von 200 auf 400 µm erhöht wurde, während bei SF 2O-Lasern nur eine 1,2-fache Reduzierung beobachtet wurde.

In Arbeiten von Quintana et al. umfassen die holografisch strukturierten Gitter vermutlich eine größere Fläche als die verwendete Anregungsstreifenlänge (1100 µm). Wir gehen davon aus, dass bei diesen großen Resonator-/Anregungslängen die Schwellenwerte relativ gesättigt sind. Dennoch stellen wir fest, dass die Schwellenwerte bei PA-Lasern auch bei längeren Resonatorlängen durchweg höher sind als bei SF-Lasern. Stattdessen führen wir die höheren Laserschwellenwerte von PA-Lasern für alle γ hauptsächlich auf eine ungefähr dreifache Reduzierung von \({\Gamma }_{g}\) (\({\Gamma }_{g}\) ~ 0,2 zurück für SF im Vergleich zu ~ 0,07 für PA, abhängig von \(\gamma \), berechnet wie in Abb. S19 gezeigt und in Tabelle S1 angegeben) und entsprechend eine Verringerung von \(\upkappa \). Im Gegensatz dazu sind die SF-Laser von Quintana et al. haben farbstoffdotierte Polystyrolmatrizen (Brechungsindex ~ 1,59 bei der Laserwellenlänge) als aktive Schicht mit DCG/SiO2-Gittern (Brechungsindex 1,55/1,46) verwendet, was im Vergleich zu einer deutlich geringeren Indexmodulation (1,59–1,55/1,59–1,46) führte zu DCG-Luft-Aktivschicht-Oberflächenwellungslasern. Die Verringerung von \({\Gamma }_{g}\) bei PA-Lasern scheint aufgrund des höheren Gitterindexkontrasts (1,43–1 im Vergleich zu 1,7–1,46) und niedrigeren Schwellenwerten einen Anstieg von \(\upkappa \) zu überwiegen aufgrund des höheren Einschlusses in der aktiven Schicht im Vergleich zu SF-Lasern. Bei den SF-Lasern können Unterschiede in den Schwellenwerten jedoch auch auf Beiträge der Verstärkungskopplung durch die Modulation im Einschluss zurückzuführen sein. \({\Gamma }_{g}\) kann erhöht werden, indem die Dicke der aktiven Schicht und/oder der Brechungsindex verringert werden, wodurch die Überlappung des evaneszenten Teils der Mode erhöht wird. Allerdings würde dies auch zu einer Verringerung des Einschlusses in der aktiven Schicht führen. In früheren Arbeiten konnte der Einschluss um den oberen aktiven Filmbereich erhöht werden, indem ein Material mit geringem Verlust und hoher Dielektrizitätskonstante auf dem aktiven Film abgeschieden wurde27. In diesem Fall würde der Gesamteinschluss im aktiven Film nur dann zunehmen, wenn die Filmdicke gering gehalten würde.

Bei DBR-Lasern waren die Schwellenwerte für PA- und SF-Laser vergleichbar, was bedeutet, dass die Schwellenwerte nicht stark mit \(\upkappa .\) korrelieren. Wir führen dies auf eine Kombination aus geringem Wellenleiterverlust (~ 11 cm−1, wie in Abb . S20) und vollständige Reflexion an den Spiegeln. Obwohl ein niedrigeres \(\upkappa \) die Eindringtiefe in die DBR-Spiegel erhöhen kann, würde es die Laserrückkopplung bei gleicher Verstärkung nicht wesentlich verändern, vorausgesetzt, dass der Verlust bei der Hin- und Rückreflexion relativ unverändert bleibt.

Die gemessenen Steigungswirkungsgrade für 30, 60 % \(\gamma \) 1O DFB- und DBR-Laser sind in Tabelle 1 angegeben.

Beim Vergleich der PA/SF 1O DFB- und DBR-Laser wurden bei den entsprechenden DBRs deutlich höhere Steigungsleistungen festgestellt. Wir führen dies auf die Tatsache zurück, dass das Gitter entlang der Länge des DFB-Hohlraums durchgehend ist und die Intensität des Resonatormodus entlang der Länge des Lasers aufgrund der kontinuierlichen Rückreflexion abnimmt, während bei DBRs die Reflexion nur an der Stelle auftritt Spiegelfacetten. Wir beobachten für PA-Proben höhere Steigungsausgänge bei 60 % \(\gamma \)-Lasern im Vergleich zu 30 % \(\gamma \)-Lasern. Die höhere Leistung steht im Einklang mit einer höheren Überlappung des optischen Modus mit den Gittern bei höheren PDMS-Füllfaktoren (Einschluss 0,064 mit 30 % \(\gamma \) im Vergleich zu 0,077 mit 60 % \(\gamma \), Tabelle. S1) und reduzierte Gitterhöhe von niedrigem \(\gamma \) PDMS. Darüber hinaus erfolgt, wie bereits erwähnt, die Auskopplung von Bragg-Gittern 2. Ordnung über Beugung erster Ordnung. Wir gehen daher davon aus, dass die Ausgangseffizienzen mit Kopplungskoeffizienten erster Ordnung korrelieren, d. h. eine höhere Auskopplung näher an 50 % \(\gamma \), was steht im Einklang mit der höheren Steigungsausgabe bei 60 % \(\gamma \)-Gittern im Vergleich zu 30 % \(\gamma \). Bei SF-Lasern war die Diskrepanz in der Leistung weniger erkennbar. Bei SF-DFB-Lasern geht die geringere Flankensteilheit mit geringeren Auskopplungsverlusten und damit niedrigeren Laserschwellen einher, während bei DBR-Lasern die Flankensteilheit innerhalb der Fehlermarge vergleichbar bleibt.

Wir finden bei PA-Lasern im Vergleich zu SF für 30 und 60 % \(\gamma \) eine wesentlich höhere Ausgangseffizienz. Eine ähnliche Effizienzsteigerung für Oberschichtgitter wurde von Quintana et al.15 beim Vergleich von über der aktiven Schicht definierten DCG-Luftgittern (Index 1,55–1) und Standard-SF/DCG-Filmgittern mit einem farbstoffdotierten Polystyrol festgestellt (Index 1,59–1,46 bzw. 1,59–1,55). Sie fanden eine 3/20-fache Steigerung der Steigungseffizienz im Vergleich zu SF/DCG-Filmlasern und führten dies hauptsächlich auf eine erhöhte Gittereffizienz aufgrund eines erhöhten Indexkontrasts zurück. Allerdings tragen letztendlich mehrere andere Faktoren zur Größe der von den Lasern abgestrahlten Leistung bei, wie die Analyse der gittergekoppelten Strahlung in GaAs-Wellenleitern und -Lasern von Streifer et al.28 zeigt. Sie stellen eine komplexe Abhängigkeit der Strahlungsleistung von der Gitterhöhe, dem Arbeitszyklus, dem Indexkontrast, der Gitterperiode und den Brechungsindizes der an die Gitterschicht angrenzenden Schichten fest. Daher ist es schwierig, Änderungen der Steigungseffizienz einem einzelnen Parameter zuzuordnen. Numerische Berechnungen können erforderlich sein, um die optimalen Geometrien vorherzusagen und die höchsten Ergebnisse zu erzielen.

Das Lasern wurde erfolgreich durch konformen Kontakt eines mit Bragg-Gittern strukturierten PDMS-Verbundstempels mit einer aktiven Schicht (F80.9BT0.1) erreicht. Auf diese Weise wird das aktive Verstärkungsmedium vom Resonator entkoppelt. Der Stempel konnte wiederholt von der Oberfläche der aktiven Schicht entfernt werden, um die Laserwirkung nach der Verschlechterung wiederherzustellen, wobei die wiederholte Verwendung hauptsächlich durch die Partikelansammlung auf der Stempeloberfläche eingeschränkt wurde. Obwohl der Stempel dazu neigt, sich nach dem ersten Kontakt (nach mehreren Stunden/Tagen) abzulösen, gehen wir davon aus, dass ein geringer Druck dazu beitragen kann, den Kontakt mit der Oberfläche der aktiven Schicht aufrechtzuerhalten.

Das Emissionsverhalten von DFB- und DBR-Lasern 1. Ordnung mit Auskopplern 2. Ordnung (1O DFB und DBR), reinen DFBs 2. Ordnung (2O), wurde untersucht. PDMS-Luftgitterlaser (PA) zeigten bei einem bestimmten Arbeitszyklus höhere Schwellenwerte als Substratfilmlaser (SF). Diese höheren Schwellenwerte sind hauptsächlich auf eine etwa dreifache Verringerung des Einschlusses im Gitterbereich zurückzuführen \(.\). Ähnliche Schwellenwerte zwischen PA und SF wurden für DBR-Laser beobachtet. Dies ist auf den geringen Verlust und die vollständige Reflexion in den Spiegeln erster Ordnung zurückzuführen, aus denen die 1O-DBRs bestehen. Wir finden bei DBRs etwas niedrigere Schwellenwerte im Vergleich zu entsprechenden DFB-Lasern in den PA-Proben, aber den gegenteiligen Trend bei SF-Proben. Die Steigungsleistungen wurden für 30, 60 % \(\gamma \) 1O DBR- und DFB-Laser untersucht, wobei für PA-Laser im Vergleich zu ihren SF-Gegenstücken höhere Leistungen festgestellt wurden. Weitere Untersuchungen sind erforderlich, um den Ursprung dieses Verhaltens zu ermitteln.

Verbesserungen an der PA-Struktur können möglicherweise durch Anpassen der Gitterhöhen erzielt werden, wie frühere Berichte gezeigt haben13,28,29,30. Die Grenze der Gitterhöhe wäre jedoch grundsätzlich durch das Seitenverhältnis begrenzt, auf das das PDMS vor dem Zusammenbruch des Musters hergestellt werden kann. Dies kann etwas überwunden werden, indem die Steifigkeit des PDMS auf Kosten einer erhöhten Sprödigkeit erhöht wird. Darüber hinaus führt, wie bereits erwähnt, eine Vergrößerung der Laserkavitätslänge für DFB-Laser zu einer Verringerung des Schwellenwerts auf Kosten einer längeren Herstellungszeit.

Insgesamt gehen wir davon aus, dass das vorgeschlagene PA-System dazu beitragen kann, das Screening geeigneter Lasermaterialien ohne erhöhte Strukturierungs-/Herstellungskosten zu beschleunigen. Das System eröffnet auch Perspektiven für eine potenzielle praktische Anwendung optisch gepumpter Laser, bei denen die Laserleistung nach der Verschlechterung durch räumliche Verschiebung des PDMS über einen aktiven Film wiederhergestellt werden kann.

F80.9BT0.1 (ADS233YE) wurde von American Dye Source bezogen. Toluol (99,8 % wasserfrei) wurde von Sigma Aldrich bezogen. (7–8 % Vinylmethylsiloxan)–(Dimethylsiloxan), Platindivinyltetramethyldisiloxan-Katalysator, 2,4,6,8-Tetramethyltetravinylcyclotetrasiloxan und (25–30 % Methylhydrosiloxan)-Dimethylsiloxan-Copolymer, Hydrid-terminiert, wurden von Gelest Corp. gekauft. Das Sylgard 184-Kit wurde gekauft von Dow Chemicals.

Für alle DBR- und 1O-DFB-Laser wurden 40 Perioden von Bragg-Gittern 2. Ordnung verwendet, um Licht vertikal auszukoppeln. Bei 1O-DFB-Lasern wurde der Abschnitt 2. Ordnung in der Mitte der Gitter 1. Ordnung platziert, wie in Abb. 1e dargestellt, wobei die Anzahl der Perioden 1. Ordnung so gewählt wurde, dass ein Resonator ungefähr der gewünschten Länge entsteht. Bei 1O-DBR-Lasern ist der Auskoppler 2. Ordnung am Rand des Hohlraums angebracht, wobei 500 Perioden von Gittern 1. Ordnung den Rest des Spiegels bilden, während der Spiegel auf der anderen Seite des Hohlraums nur aus 500 Perioden eines Gitters 1. Ordnung besteht Ordnungsgitter (Abb. 1f). Die Rückkopplung in Gittern 2. Ordnung erfolgt durch Beugung 2. Ordnung, während das Licht durch Beugung 1. Ordnung herausgebeugt wird. Bei Gittern 1. Ordnung erfolgt die Rückkopplung über Beugung 1. Ordnung.

Doppelseitig polierte Quarzglassplitter (20 × 20 mm2) wurden in einem Ultraschallbad mit Aceton und IPA gereinigt. Zwischen den Aceton/IPA-Spülungen wurden die Chips per Hand mit einem Mikrofasertuch abgerieben und anschließend mit den jeweiligen Lösungsmitteln gespült, bevor sie mit N2 trockengeblasen wurden. Die Proben wurden dann 3 Minuten lang mit O2-Plasma niedriger HF-Leistung (RF: 50 W, O2: 50 sccm, Druck: 20 mTorr) und dann 1,5 Minuten lang mit CHF3/O2-Plasma (RF: 125 W, CHF3: 45 sccm, O2) behandelt : 1,5 sccm, Druck: 20 mTorr) und abschließend ein weiterer O2-Plasmaschritt für 3 min (RF: 50 W, O2: 50 sccm, Druck: 20 mTorr). Der Zweck dieser Schritte bestand darin, die Oberfläche zu entschlacken, die polierte Oberfläche zu glätten, um die Haftung des Elektronenstrahlresists zu verbessern, und anschließend eine abschließende Plasmareinigung durchzuführen, um jegliches durch das CHF3-Plasma gebildete Passivierungspolymer zu entfernen. Wenn der Glättungsschritt übersprungen wird, kommt es während des Resistentwicklungsprozesses zu einem starken Linienkollaps. Alle Ätzungen wurden in einem reaktiven Ionenätzsystem (RIE) von Plasmatherm Vision durchgeführt. Die behandelten Chips wurden 5 Minuten lang bei 180 °C gebacken/dehydriert, bevor 100 nm ZEP520a (1:1-Verdünnung in Anisol) per Schleuderbeschichtung aufgetragen wurde. Anschließend wurden die Chips 2 Minuten lang bei 180 °C gebacken. Die Elektra92-Lösung (leitfähiges Polymer) wurde durch einen hydrophilen 0,22-µm-Filter filtriert und auf die gebackenen Proben geschleudert, um eine ~ 40 nm dicke Antiaufladungsschicht zu ergeben. Ein 125-kV-Elektronenstrahl-Lithographiesystem (Elionix ELS-F125) wurde verwendet, um den Resist mit einem Strahlstrom von 145 pA (Dosis zwischen 145 und 230 µC/cm-2) zu strukturieren. Nach der Belichtung wurden die Chips in o-Xylol entwickelt 1 Minute bei Raumtemperatur stehen lassen, bevor es schnell mit N2 trockengeblasen wird. Die Chips wurden nach der Entwicklung 1 Minute lang bei 125 °C gebrannt, bevor sie 4 Minuten lang in CHF3/O2-Plasma (RF: 125 W, CHF3: 45 sccm, O2: 1,5 sccm, Druck: 20 mTorr, Plasmatherm Vision) geätzt wurden Mindestens 10 s, um ~ 60 nm SiO2 zu ätzen, die Ätztiefe unterscheidet sich geringfügig je nach den Merkmalsseitenverhältnissen. Die geätzten Chips wurden dann mit 10-minütigem O2-Plasma (RF: 50 W, O2: 50 sccm, Druck: 20 mTorr) abgelöst und mit IPA gespült. Alle bisherigen Prozesse wurden in einem Reinraum durchgeführt.

Für die Substrat-Film-Probe wurden die Chips 5 Minuten lang bei 180 °C gebacken, bevor F80.9BT0.1 in Toluol (25 mg/ml) unverändert bei 2000 U/min aufgeschleudert wurde, um einen Film von ~ 180 nm zu ergeben ( ohne Gitter) und wurde so wie es ist, ohne Tempern verwendet (Tempern oberhalb der Glasübergangstemperatur erhöht die Laserschwelle drastisch). Die F80.9BT0.1-Lösung wurde in einer mit N2 gefüllten Glovebox hergestellt, aber unter Umgebungsbedingungen zentrifugiert.

Die mit SiO2 geätzten Proben wurden als Master für die PDMS-Replikation verwendet. Die Chips wurden 10 Minuten lang bei 180 °C gebacken, bevor sie 1 Stunde lang in einen evakuierten Exsikkator mit 7 µL TCOFS auf einem separaten Halter gegeben wurden. Zum Testen der Hydrophobie wurde ein Tropfen entionisiertes Wasser verwendet und die Probe anschließend mit IPA gespült, um die Oberfläche zu reinigen, da sich während des TCOFS-Beschichtungsprozesses tendenziell ein milchiger Film auf den Chips ablagert.

Zur Herstellung von h-PDMS wurde eine Mischung aus 0,791 g (7–8 % Vinylmethylsiloxan)–(Dimethylsiloxan) mit 7 µL Platin-Divinyltetramethyldisiloxan-Katalysator und 24 µL 2,4,6,8-Tetramethyltetravinylcyclotetrasiloxan-Modulator hergestellt. Dazu wurden 230 µL (25–30 % Methylhydrosiloxan)-Dimethylsiloxan-Copolymer mit Hydrid-Endgruppen zusammen mit 540 µL Toluol gegeben. Toluol wird verwendet, um die Mischung besser in die Gräben der strukturierten Nanostrukturen zu formen32. Anschließend wurde die Mischung schnell mit einem Vakuumexsikkator entgast, über den Masterchip gegossen und 60 s lang bei 1000 U/min geschleudert. Die Probe wurde 1 Stunde lang bei Umgebungsbedingungen ruhen gelassen, bevor sie 10 Minuten lang in einem Ofen bei 60 °C gebacken wurde.

Um das weiche PDMS herzustellen, wurde die Sylgard 184-Basis mit ihrem Härter im Gewichtsverhältnis 9:1 gemischt, gründlich gerührt und im Vakuum entgast. Die Mischung wurde über die mit h-PDMS bedeckten Chips in einer Petrischale gegossen und anschließend im Vakuum entgast wieder. Die resultierenden Proben wurden dann 5 Stunden lang in einem Ofen bei 70 °C ausgehärtet, abgekühlt und mehr als 12 Stunden lang bei Umgebungsbedingungen ruhen gelassen, bevor die Probe aus der Petrischale entnommen und der Masterchip mit einem Skalpell entfernt und dann geschält wurde aus. Der resultierende Stempel wird an den Kanten abgeschnitten, um alle großen Vorsprünge zu entfernen, die den konformen Kontakt mit der laseraktiven Folie verhindern könnten.

Ein 30 × 30 mm2 großes Quarzglas-Chip wurde nach den Schritten der SF/SiO2-Master-Herstellung einschließlich der Plasmareinigungsschritte gereinigt. Der Chip wurde 5 Minuten lang bei 180 °C gebacken, bevor F80.9BT0.1 in Toluol (25 mg/ml) bei 2000 U/min aufgeschleudert wurde, um einen Film von ~ 180 nm zu ergeben, und so wie er war, ohne Glühen, verwendet wurde. Die F80.9BT0.1-Lösung wurde in einer mit N2 gefüllten Glovebox hergestellt, aber unter Umgebungsbedingungen zentrifugiert. Der PDMS-Stempel wurde auf den Film gelegt und leicht gedrückt, bis ein konformer Kontakt hergestellt wurde.

Lasermessungen wurden unter Verwendung des Ausgangssignals eines diodengepumpten, aktiven gütegeschalteten, frequenzverdreifachten Nd:YVO4-Lasers (1,1 ns) (Picolo MOPA, Innolas) bei 355 nm durchgeführt. Die Wiederholungsrate wurde je nach erhaltenem Signal zwischen verschiedenen Proben geändert. Bei höheren Ausgangssignalen wurde die Wiederholungsrate verringert, um eine Sättigung der Kamera im kontinuierlichen Erfassungsmodus zu verhindern. Für Messungen der Steigungsleistungseffizienz werden jedoch alle Signale auf ein 10-Puls-Signal skaliert. Die hergestellten Proben wurden auf einem xyz-Tisch montiert und bei normalem Einfall mit einem ~ 200 µm × 50 µm großen Streifen angeregt, der durch eine Reihe von Optiken gebildet wurde (Abb. S7). Das Pumplicht wurde über einen Langpassfilter herausgefiltert, wobei die Ausgangsemission bei normalem Einfall gesammelt, mit einem Satz Spiegel gelenkt und auf den Eintrittsspalt eines Spektrographen fokussiert wurde, der aus einem Acton 2150i-Spektrometer (15 mm Brennweite) bestand. und eine sCMOS-Kamera (PCO Edge 3.1). Für Beugungsmessungen nullter Ordnung war der Eintrittsspalt vollständig geöffnet, während für Laser- und Spektralcharakterisierung der Spalt auf 50 µm eingestellt ist, was zu einer spektralen Auflösung von ~ 0,7 nm führt.

Modenberechnungen wurden in Modenlösungen (Lumerical) basierend auf einer Finite-Differenzen-Eigenlösermethode (FDE) bei 565 nm für den Grundmode TE0 durchgeführt. Die verwendeten Parameter sind SiO2 = 1,46, F80,9BT0,1 = 1,7, Luft = 1, PDMS = 1,43.

Die während der aktuellen Studie generierten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim jeweiligen Autor erhältlich.

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Diese Arbeit wurde vom Australian Research Council Centre of Excellence in Exciton Science unterstützt (Fördermittel Nr. CE170100026). Die Autoren würdigen die Einrichtungen sowie die wissenschaftliche und technische Unterstützung der Research & Prototype Foundry Core Research Facility an der University of Sydney, die Teil der Australian National Fabrication Facility ist.

ARC Centre of Excellence in Exciton Science, School of Chemistry, The University of Sydney, Sydney, NSW, 2006, Australien

Yun Li & Girish Lakhwani

Das University of Sydney Nano Institute, Sydney, NSW, 2006, Australien

Girish Lakhwani

Institut für Photonik und optische Wissenschaft, Universität Sydney, Sydney, NSW, 2006, Australien

Girish Lakhwani

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YL hatte die Idee. YL stellte Geräte her und charakterisierte sie, erfasste experimentelle Daten und führte die Analyse einschließlich numerischer Berechnungen durch. Der GL sicherte die Projektfinanzierung und betreute das Projekt. YL hat das Manuskript mit Unterstützung von GL verfasst

Korrespondenz mit Girish Lakhwani.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Li, Y., Lakhwani, G. Aktive Wellenleiter-Bragg-Laser über PDMS-Stempel mit konformem Kontakt. Sci Rep 12, 22189 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-26218-7

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Eingegangen: 07. September 2022

Angenommen: 12. Dezember 2022

Veröffentlicht: 23. Dezember 2022

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

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