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Lasers Bragg à guide d'ondes actif via des tampons PDMS à contact conforme
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Lasers Bragg à guide d'ondes actif via des tampons PDMS à contact conforme

May 01, 2023

Rapports scientifiques volume 12, Numéro d'article : 22189 (2022) Citer cet article

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Détails des métriques

Le laser est observé dans les lasers Bragg formés par contact conforme d'un tampon PDMS à motifs avec un film actif uni, enduit par centrifugation sur du verre. Les seuils, les rendements de sortie et les caractéristiques spectrales sont comparés à des réseaux à motifs de substrat standard et sont discutés en relation avec le coefficient de couplage \(\upkappa \). Les seuils rapportés sont très sensibles dans les lasers à rétroaction distribuée (DFB) aux rapports cycliques du réseau, à la fois pour les lasers PDMS-air et substrat-film. Dans l'ensemble, les seuils laser des lasers DFB PDMS-air (PA) s'avèrent significativement plus élevés que les lasers substrat-film (SF), ce qui est attribué à une réduction d'environ trois fois du confinement optique dans la région du réseau. Les efficacités de sortie de pente se révèlent comparativement plus élevées dans les lasers PA par rapport aux lasers SF pour les configurations DFB et DBR et sont attribuées à plusieurs facteurs concurrents. Le PDMS peut être retiré de la surface du film actif à plusieurs reprises et le contact conforme est limité principalement par l'accumulation de particules sur la surface du PDMS. Le système PA proposé devrait être utile dans la métrologie laser rapide de nouveaux matériaux à gain et dans les applications pratiques des lasers à pompage optique.

Les lasers traités par solution1,2,3 ont connu des progrès significatifs ces dernières années et offrent des solutions à des sources de lumière accordables, à fabrication simple et à faible coût pour une myriade d'applications, y compris les dispositifs intégrés de laboratoire sur puce, la spectroscopie et la détection. Pour des applications pratiques, des lasers électriques compacts sont souhaités. Cependant, des obstacles majeurs freinent actuellement les progrès dans les lasers à injection électrique4. Dans le cas des lasers à semi-conducteurs organiques injectés électriquement, la formation statistique d'excitons triplet limite la densité d'inversion et introduit une perte d'absorption à l'état excité, tout en s'accompagnant de pertes provenant des électrodes d'injection. De plus, la dégradation aux hautes densités d'excitation requises pour obtenir un effet laser doit être abordée si de tels dispositifs doivent un jour être commercialisés. Les problèmes mentionnés ci-dessus peuvent être contournés si, à la place, le laser à semi-conducteur organique est pompé optiquement au-dessus du seuil par une diode laser InGaN à commande électrique5,6,7,8,9. Dans cette configuration, si le coût global et la compacité sont limités par l'exigence d'un laser secondaire, on conserve les avantages du matériau semi-conducteur organique, et la compacité.

Les rapports sur les lasers DFB organiques traités en solution pompés optiquement comprenaient principalement des ondulations définies par le substrat, des ondulations de couche active via la nanoimpression et des films actifs définis sur des tampons flexibles à motifs8,9,10. Les deux derniers cas sont souhaitables pour réduire encore le coût de fabrication. Cependant, dans la plupart de ces cas, une importante modulation périodique de l'épaisseur de la couche active est présente, entraînant une modulation correspondante du confinement optique. Cela peut entraîner une rétroaction distribuée complexe, mixte, couplée gain/indice de réfraction11,12. De plus, le mode guide d'onde est très sensible aux défauts de la structure ondulée des films enduits par centrifugation.

Des rapports récents suggèrent que ces problèmes peuvent être contournés en plaçant les résonateurs au-dessus de la couche active13,14. Dans cette géométrie, la modulation de l'épaisseur de la couche active est absente et le profil de mode du guide d'ondes s'est avéré relativement peu perturbé par les défauts du résonateur14. Cependant, modeler les ondulations de cette manière est difficile car le film actif est susceptible d'être endommagé par le processus de fabrication. Les techniques de fabrication courantes pour obtenir des réseaux de couche active impliquent la formation de motifs holographiques sur un photorésist, ce qui peut entraîner des dommages potentiels à la couche active. Néanmoins, les lasers fabriqués de cette manière ont montré des seuils de laser inférieurs et des efficacités de pente de sortie plus élevées13,15.

Dans ce rapport, le laser est démontré en mettant un tampon PDMS à motifs en contact conforme avec un film actif (Fig. 1a – c) pour former des ondulations de couche active. Dans cette configuration, les réflexions de rétroaction sont fournies par le réseau PDMS-air (PA) et le résonateur peut être détaché du film actif. Bien que les tampons flexibles soient couramment utilisés pour imprimer directement des ondulations pour le laser, nous renonçons à cette étape et utilisons le tampon pour réaliser directement le laser. En raison de la faible énergie de surface du PDMS, les dommages au film actif sont minimes et le PDMS peut être décollé à plusieurs reprises sans effet délétère sur les performances de laser. La longévité de l'échantillon est déterminée principalement par l'accumulation de poussière/particules sur la surface du PDMS. Pour les systèmes de matériaux souffrant de photo-dégradation, le laser peut être récupéré en déplaçant le tampon à un endroit différent sur le film actif. De plus, le système peut être utile pour la qualification des performances de gain/effet laser dans les matériaux et les films sans étapes de fabrication coûteuses/répétitives au-delà de la fabrication initiale du tampon. Ici, les performances des lasers PA Bragg proposés sont comparées aux lasers Bragg substrat-film (SF) (Fig. 1d) standard, en ce qui concerne les seuils de laser et les rendements de sortie.

(a) Schéma pour PDMS - réseau d'air (PA), (b) Pictogramme de laser à partir d'un échantillon de PA (faisceau de pompe filtré), (c) SEM de 60% γ 1er et 2ème ordre PDMS réseaux, (d) schématique pour le substrat - réseau de film (SF), (e) laser 1O DFB avec 40 périodes d'un coupleur de sortie de réseau de 2e ordre entre les réseaux de 1er ordre (f) laser 1O DBR avec des réseaux de 1er ordre et 40 périodes de coupleur de sortie de réseau de 2e ordre défini sur un facette miroir unique.

Dans cette étude, F80.9BT0.1 (ADS233YE) a été utilisé pour sa disponibilité commerciale et son spectre de gain large bande16. Ce dernier est important pour minimiser la variabilité des seuils de laser due aux changements d'indice de réfraction effectif (\({n}_{eff}\)) loin du pic du spectre de gain entre les structures PA et SF. L'épaisseur du film actif natif a été fixée à 180 nm pour tous les échantillons ; nous trouvons que c'est un compromis suffisant pour obtenir un recouvrement en mode pompe appréciable et un confinement optique modéré17. L'épaisseur du film était suffisamment faible pour que seul le mode TE0 se propage avec un confinement important. Les lasers purs de 2e ordre (2O) sont couramment utilisés en raison d'exigences de fabrication moins strictes que les lasers de 1er ordre et de la facilité de métrologie puisque l'émission laser est découplée verticalement. Cependant, les lasers du 1er ordre ont tendance à produire des seuils inférieurs, car l'efficacité de diffraction théorique maximale pour la rétroaction est plus forte que les lasers du 2e ordre pour des rapports cycliques optimisés \(\gamma =\frac{a}{\Lambda }\) , où \(a\ ) est la largeur de ligne du réseau et \(\Lambda \) est la périodicité, comme illustré sur les Fig. 1a,d18,19,20. Pour conserver à la fois une force de rétroaction élevée et un couplage de sortie vertical, des lasers constitués de réseaux de 1er ordre avec un coupleur de sortie de 2ème ordre (1O) ont été utilisés21. Ici, les lasers 2O DFB, 1O DFB et DBR sont explorés pour les structures PA et SF.

Pour les lasers 1O DFB, 40 périodes de réseaux de 2e ordre ont été placées entre deux réseaux de 1er ordre (Fig. 1e). Pour les lasers 1O DBR, 500 périodes de 1er ordre sont utilisées pour les deux miroirs ; cela était suffisant pour obtenir une réflexion complète de la lumière guidée par ondes, tandis que 40 périodes de 2e ordre étaient placées sur une facette de miroir pour le découplage (Fig. 1f). Des réseaux de périodicité \(\Lambda \) = 366, 183 nm ont été choisis pour les réseaux de 2e/1er ordre afin de correspondre à la condition de Bragg, \(m{\lambda }_{0}={2n}_{eff}\Lambda \), pour la longueur d'onde, \({\lambda }_{0}\)~ 565 nm (proche du pic de la bande passante de gain basée sur l'émission spontanée amplifiée (ASE)16) correspondant à \({n}_{eff}\) ~ 1,53. Toutes les longueurs de cavité ont été fixées à environ 200 µm, y compris les lasers DFB 2O, et la bande d'excitation est façonnée à ~ 200 µm × 50 µm, comme décrit sur la Fig. S7, pour correspondre à la dimension de la cavité et illustrée avec une image de zoom (Fig. 2a).

(a) image de zoom de PA 1O DFB actionné au-dessus du seuil. "Champ proche" spatial agrandi (~ 4 ×) capturé par un spectrographe à fente à entrée entièrement ouverte en diffraction d'ordre 0 (mode de réflexion) de 60 % \(\gamma \) PA 1O DFB (b) en dessous et (c) au-dessus du seuil. ( d ) Spectres normalisés pour un laser PA 1O DFB à 60% \ (\ gamma \) sous le seuil de laser (violet en pointillé) et au-dessus du seuil de laser (violet rempli), ainsi que l'émission de base en l'absence de réseau.

Le rayonnement laser diffusé sur la figure 2a a pu être observé à partir du réseau au-dessus du seuil et le contour du coupleur de sortie de 2ème ordre est visible, cependant, l'émission découplée verticalement n'a pas été observée car l'image est prise à une incidence oblique. Agrandies (~ 3,8 ×, en comparant la longueur de la bande physique et l'image du spectrographe) les images du spectrographe de diffraction d'ordre 0 (mode de réflexion, fente d'entrée entièrement ouverte) de l'émission pour un DFB de 1O au-dessous et au-dessus du seuil sont illustrées sur les Fig. 2b, c respectivement. L'émission découplée verticalement de la section du 2ème ordre est perceptible à partir de l'émission de fond de la bande d'excitation en dessous du seuil. Au-dessus du seuil, l'émission est principalement localisée dans la section du 2ème ordre et s'étend sur ~ 5 pixels (65 µm), et de même pour les échantillons 1O DBR (Fig. S9a – d). Tous les spectres ont été pris avec une fente d'entrée de 50 µm, nous nous attendons donc à ce que la majeure partie de l'émission laser (~ 77 %) ait été capturée avec des échantillons 1O DFB et DBR.

Les spectres normalisés pour l'émission du film de base sont donnés à la Fig. 2d) ainsi que les spectres pour 60% \(\gamma \) PA 1O DFB en dessous et au-dessus du seuil. En dessous du seuil, deux pics nets proches de la résolution spectrale minimale du spectrographe (~ 0,7 nm) ont été observés, ainsi qu'une baisse de l'intensité spectrale entre les deux pics à 563 nm. La position spectrale de ce creux est relativement proche du mode fondamental TE0 (calculé numériquement \({n}_{eff} \sim 1,52\), en fonction du réseau \(\gamma \) comme indiqué sur la Fig. S10), donc nous l'assignons à la bande d'arrêt photonique du mode TE0. Le pic laser pour le mode longitudinal à faible énergie est également illustré, bien que nous trouvions que le mode oscillant peut commencer au pic à haute énergie et durera dans les deux modes avec une fluence de pompe plus élevée (Fig. S11a). Ceci est attendu, car il n'y a pas de processus de discrimination de seuil de mode dans les lasers DFB du 1er ordre contrairement aux lasers DFB 2O22,23,24. Dans les lasers du 1er ordre, le gain de seuil pour chaque mode le plus proche de la bande d'arrêt est également susceptible d'être laser en l'absence d'un défaut/élément de déphasage24. Pour les lasers 2O DFB, la discrimination de mode est assurée par la perte de rayonnement différentielle de l'un ou l'autre mode25. Néanmoins, nous constatons un certain niveau de discrimination entre les échantillons répétés pour le laser 1O DFB. Ceci est attribué à une multitude de facteurs, notamment la perte/le gain différentiel à différentes longueurs d'onde, la phase de réseau altérée en raison du coupleur de sortie de réseau de 2e ordre ou les petites réflexions des réseaux adjacents26.

Les spectres dépendant de la fluence de l'échantillon PA 1O DFB à 60% \ (\ gamma \) sont illustrés à la Fig. 3a, une croissance super linéaire de la caractéristique de bord de bande à basse énergie a été observée avec une fluence croissante indiquant le début du laser. Des tendances similaires de croissance de l'intensité ont été observées dans les lasers 2O DFB et 1O DBR (Fig. S12). La croissance de l'intensité spectrale intégrée près du pic laser (± 10 nm) avec la fluence est illustrée à la Fig. 3b pour un ensemble typique d'échantillons 60% \(\gamma \) PA 1O DFB, 1O DBR et 2O DFB.

(a) Spectres dépendants de la fluence pour 60 % \(\gamma \) PA 1O DFB, (b) sortie typique dépendante de la fluence de la sortie spectrale intégrée près de la longueur d'onde laser pour 60 % \(\gamma \) PA 1O DBR/ DFB et 2O Lasers DFB, avec efficacité de pente, m illustrés.

Les seuils les plus bas ont été observés dans les échantillons 1O DBR, correspondant également à l'efficacité de sortie la plus élevée, suivis par l'échantillon 1O DFB. Le seuil le plus élevé appartient au laser 2O DFB, avec l'efficacité de pente apparente la plus faible. Cependant, la faible efficacité de pente du laser 2O DFB peut être principalement attribuée à sa grande zone d'émission spatiale (Fig. S9f.), résultant en une grande proportion de lumière qui n'a pas été collectée par la fente d'entrée du spectrographe de 50 µm. Pour les lasers DFB 2O, les seuils relatifs plus élevés peuvent être partiellement attribués à une rétroaction réduite comme discuté plus loin et à une augmentation de la perte de découplage. Pour les lasers 1O DFB et DBR, puisque les deux fonctionnent par des mécanismes physiques différents, les comparaisons directes des seuils sont difficiles. Pour les lasers DBR, le milieu de gain actif est séparé de l'élément périodique. Les réflecteurs de Bragg agissent comme des miroirs et les lasers DBR se comportent comme des lasers Fabry – Perot spectralement sélectifs et le laser se produit dans la bande d'arrêt, où la réflectivité est la plus élevée. Dans les lasers DFB, le milieu de gain est intégré à l'élément périodique et la rétroaction se produit via la réflexion périodique des ondes à contre-propagation aux bords de la bande.

Pour explorer davantage l'écart entre les seuils, nous examinons l'expression générale dérivée de la théorie des modes couplés pour le coefficient de couplage d'un laser couplé à l'indice pur, en supposant un profil périodique parfaitement carré11,19,20,

Ici, \({\mathrm{k}}_{0}=\frac{2\pi }{{\lambda }_{0}}\) où \({\lambda }_{0}\) est le longueur d'onde de propagation dans l'espace libre, \({n}_{2} ,{n}_{1}\) sont les indices de réfraction des matériaux de réseau (SF/PA), \({\Gamma }_{g}\ ) est le confinement modal dans la région du réseau, \({n}_{eff}\) est l'indice de réfraction effectif, m est l'ordre de Bragg, a est la largeur de ligne du réseau et \(\mathrm{\Delta \nu }\ ) est l'espacement des modes longitudinaux aux bords de la bande photonique. Nous soulignons ici que l'équation est dérivée avec une approche perturbative en supposant que le contraste d'indice de réfraction entre \({n}_{2}\) et \({n}_{1}\) est petit par rapport à \( {n}_{eff}\). Par conséquent, quantitativement, il n'est pas directement applicable aux lasers DFB composés de matériaux traités en solution où le contraste d'indice est généralement élevé et l'indice de réfraction de la couche active est faible. Néanmoins, nous utilisons à la place l'Eq. (1) pour prédire qualitativement le comportement des échantillons PA par rapport aux échantillons SF standard.

Notez que \(\gamma \) utilisé dans ce contexte fait référence aux dimensions initiales du motif de conception de la résistance positive au faisceau d'électrons pour la lithographie, et non au rapport physique exact entre la largeur de ligne et la périodicité du réseau. En effet, les largeurs de raie dépendront de la dose d'exposition au faisceau électronique et d'autres facteurs de fabrication pratiques. Le PDMS utilisé dans l'échantillon PA a été moulé à partir des mêmes réseaux SiO2 utilisés dans les échantillons SF. Pour les échantillons SF, les ondulations du réseau ont été lissées de sorte que la topologie de la surface du film n'a été modulée que d'au plus 10 nm (Fig. S13, S14). Il en résulte une modulation de confinement optique d'environ 0,23 (Fig. S10a), en supposant que l'épaisseur du film actif est de 130 nm dans les creux de réseau et de 180 nm dans les tranchées. On peut donc s'attendre à une contribution importante du couplage de gain de la modulation périodique en confinement pour les DFB avec les échantillons SF en plus du couplage d'indice. En comparaison, le confinement optique dans le film actif pour les échantillons PA est pratiquement inchangé (Fig. S10b) car il n'y a pas de modulation de l'épaisseur du film actif.

Les figures 4a à d montrent des spectres expérimentaux représentatifs pour les échantillons SF, PA 1O et 2O DFB de 30, 45 et 60% \(\gamma \) au-dessus et en dessous du seuil de laser. Les largeurs de bande d'arrêt \(\mathrm{\Delta \nu }\) sont annotées en unités d'énergie et ont été utilisées pour estimer les coefficients de couplage selon l'équation. (1). Pour PA 2O, les bandes d'arrêt sont clairement observées pour 30, 60% \(\gamma \), cependant, pour 45% \(\gamma \), le creux était moins important, avec la largeur de la bande d'arrêt sensiblement plus étroite et de même pour SF 2O sur la figure 4b. De plus, aucun effet laser n'a été observé dans l'échantillon de PA à 45 % \ (\ gamma \) aux fluences les plus élevées avant l'ablation du film, sinon un effet laser a été observé de chaque côté de la bande d'arrêt. Les observations sont cohérentes avec le terme \(\mathrm{sin}\left(\pi m\gamma \right)\) dans l'équation. (1) pour \(m=2.\) Proche de \(\gamma =0.5\), le coefficient de couplage est nul \(\upkappa =0\), donc peu ou pas de couplage est attendu proche de ce \(\ gamma \), tandis que \(\upkappa \) est à son maximum à 25, 75% \(\gamma \). Pratiquement, un écart par rapport à un profil parfaitement carré entraînera un nul incomplet de \(\upkappa \)26. Inversement, pour 50 % \(\gamma \) dans 1O échantillons, \(m=1\), \(\upkappa \) atteint sa valeur maximale, et s'écarter de 50 % \(\gamma \) se traduit par une évolution relativement lente décroissant \(\upkappa \).

Spectres pour au-dessus du seuil laser (ligne continue) et en dessous du seuil laser (ligne pointillée) avec des largeurs de bande d'arrêt pour 30, 45, 60 % \(\gamma \) de (a) PA 2O, (b) SF 2O, (c) PA 1O, (d) lasers SF 1O DFB. ( e ) Coefficients de couplage calculés basés sur les largeurs de bande d'arrêt mesurées des lasers DFB. ( f ) Dépendance de la fluence de seuil sur le rapport cyclique de conception pour les échantillons 1O DBR, 1O DFB et 2O pour les lasers à réseaux substrat-film (SF) et PDMS-air (PA).

Des pics et des creux supplémentaires de chaque côté de la bande d'arrêt principale pour les échantillons 1O ont été observés, les creux étant plus importants pour les échantillons SF illustrés à la Fig. 4c,d, en particulier pour 45 % \(\gamma \) PA 1O DFB et 45, 60 % \(\gamma \) SF 1O DFB. Nous excluons la possibilité des modes TE d'ordre supérieur et des modes TM basés sur les calculs de mode-solveur de \({n}_{eff}\) et la position spectrale prédite à partir de l'équation de Bragg (la caractéristique spectrale TM0 est attribuée à la Fig. S15 ).

La distribution symétrique des pics loin de la bande d'arrêt principale suggère qu'il pourrait s'agir des modes latéraux trouvés dans les structures typiques de Bragg26. L'inspection de la figure 4d suggère que les creux se forment directement à partir des pics de bord de bande. À 30 % \(\gamma \), aucun creux évident n'est présent et l'intensité du mode de bord de bande est biaisée vers le bord de la longueur d'onde élevée. Cependant, pour 45 % et 60 % \(\gamma \), de nouveaux creux semblent émerger des deux pics de bord de bande (la transition est plus clairement observée sur la Fig. S16a, e) et l'intensité de la bande à haute longueur d'onde -le pic du bord diminue par rapport au bord de la longueur d'onde basse. De plus, l'attribution de ces creux aux modes latéraux suggérerait que la largeur de la bande d'arrêt principale diminue lorsque \(\gamma \) oscille autour de 50 % \(\gamma \), où \(\upkappa \) devrait atteindre son maximum.

Pour les DFB à 45 % \(\gamma \) PA 1O , l'effet laser se produit toujours dans la bande d'arrêt principale, cependant, pour les échantillons SF 1O, l'effet laser semble se produire dans la bande/creux latéral à haute longueur d'onde. En supposant que les nouveaux creux se séparent directement des principaux modes de bord de bande, le centre des creux latéraux a été utilisé pour calculer \(\upkappa \). Lorsque la position des creux est ambiguë, comme avec 45 % \(\gamma \) PA 1O, la bande d'arrêt principale a été utilisée pour calculer la largeur, en notant une certaine sous-estimation des valeurs \(\upkappa \). Même si calculé avec les bandes latérales, nous trouvons \(\mathrm{\Delta \nu }\) systématiquement inférieur pour PA par rapport à SF pour les échantillons DFB 1O et 2O et donc inférieur \(\upkappa \) pour tous \( \gamma \) illustré à la figure 4e. Les minima/maximums dans les DFB PA et SF 2O ont été observés à environ 50/25 et 75 % \(\gamma \), concordant relativement bien avec l'Eq. (1). Une tendance moins perceptible a été observée pour les échantillons 1O proches de 50% \(\gamma \); cependant, nous attribuons cela principalement à l'ambiguïté des positions spectrales des creux de Bragg et aux limitations de fabrication de la réplication PDMS pour \(\gamma \) aux extrémités. Dans l'ensemble, l'apparition des creux latéraux semble être en corrélation avec des coefficients de couplage élevés dans les lasers 1O mais pas 2O ; cependant, l'origine des caractéristiques est actuellement inconnue.

Nous observons que les tendances des seuils de laser DFB suivent de près les tendances de \(\upkappa \), comme le montre la figure 4f, c'est-à-dire des seuils inférieurs pour des \(\upkappa \) plus élevés. Les seuils ont été obtenus en faisant la moyenne sur au moins 3 échantillons d'essai. Les seuils les plus bas obtenus étaient de 0,63 µJ cm−2 pour les échantillons de DFB SF 55 % \(\gamma \) 1O et de 1,01 µJ cm−2 pour les DFB SF 75 % \(\gamma \) 2O. Le seuil pourrait être encore réduit à 0,45 µJ cm−2 dans les DFB SF 1O en remplaçant le réseau de 2ème ordre du même \(\gamma \) par un réseau de 2ème ordre \(\gamma \) à 75% (Fig. S17b). En revanche, les seuils les plus élevés obtenus sont de 23,5 µJ cm−2 pour 45% \(\gamma \) 2O SF, et > 300 µJ cm−2 pour 45% \(\gamma \) 2O PA (seuil non atteint avant ablation par film). Les résultats montrent qu'un \(\gamma \) mal optimisé pourrait augmenter les seuils d'émission laser de plus d'un ordre de grandeur pour les lasers 2O. L'amélioration des performances des lasers de 1er ordre avec des coupleurs de sortie de 2e ordre dans les rapports précédents21 peut donc être attribuée, au moins en partie, à des cycles de service de réseau non optimisés.

Contrairement aux rapports précédents de seuils laser inférieurs dans les lasers à surface ondulée par rapport aux lasers SF par Quintana et al.15, des seuils significativement plus élevés ont été observés ici dans le premier. Nous soupçonnons que cela est dû en partie aux différentes longueurs d'excitation et de résonateur utilisées. Dans notre travail, les longueurs de la bande d'excitation et du résonateur correspondent exactement à 200 µm. Nous avons montré que les seuils peuvent être encore réduits en augmentant la rétroaction totale avec des résonateurs plus longs et, par conséquent, des longueurs de bande plus longues (Fig. S18), conformément aux prédictions théoriques11. La réduction du seuil diminue avec une longueur de cavité plus élevée, cependant, la saturation se produit plus tard pour les lasers PA que pour les lasers SF en raison du κ inférieur. Par exemple, une réduction d'environ 2,7 fois du seuil pour les lasers PA 2O a été trouvée lors de l'augmentation de la longueur de la cavité de 200 à 400 µm, alors qu'une réduction de 1,2 fois seulement a été observée dans les lasers SF 2O.

Dans les travaux de Quintana et al., les réseaux à motifs holographiques englobent vraisemblablement une zone plus grande que la longueur de la bande d'excitation utilisée (1100 µm). On s'attend à ce qu'avec ces grandes longueurs de résonateur/excitation, les seuils soient relativement saturés. Néanmoins, nous constatons que même à des longueurs de cavité plus longues, les seuils des lasers PA sont systématiquement plus élevés que ceux des lasers SF. Au lieu de cela, nous attribuons principalement les seuils d'émission laser plus élevés des lasers PA pour tous les γ, principalement à une réduction approximative du triple de \({\Gamma }_{g}\) (\({\Gamma }_{g}\) ~ 0,2 pour SF par rapport à ~ 0,07 pour PA, en fonction de \(\gamma \), calculé comme indiqué sur la Fig. S19 et donné dans le Tableau S1), et en conséquence, une réduction de \(\upkappa \). En revanche, les lasers SF de Quintana et al. ont utilisé des matrices de polystyrène dopé au colorant (indice de réfraction ~ 1,59 à la longueur d'onde laser) comme couche active avec des réseaux DCG/SiO2 (indice de réfraction 1,55/1,46), ce qui entraîne une modulation d'indice significativement plus faible (1,59–1,55/1,59–1,46) par rapport aux lasers d'ondulation de surface à couche active DCG-air. La réduction de \({\Gamma }_{g}\) dans les lasers PA semble l'emporter sur toute augmentation de \(\upkappa \) en raison d'un contraste d'indice de réseau plus élevé (1,43–1 contre 1,7–1,46) et de seuils plus bas en raison d'un confinement plus élevé dans la couche active par rapport aux lasers SF. Cependant, pour les lasers SF, les différences de seuils peuvent également être attribuées aux contributions du couplage de gain de la modulation en confinement. \({\Gamma }_{g}\) peut être augmenté en réduisant l'épaisseur de la couche active et/ou l'indice de réfraction, augmentant ainsi le chevauchement de la partie évanescente du mode. Cependant, cela se traduirait également par une diminution du confinement dans la couche active. Dans des travaux antérieurs, le confinement autour de la région supérieure du film actif pouvait être augmenté en déposant un matériau à faible perte et à constante diélectrique élevée sur le film actif27. Dans ce cas, le confinement global dans le film actif n'augmenterait que si l'épaisseur du film était maintenue mince.

Pour les lasers DBR, les seuils des lasers PA et SF étaient comparables, ce qui implique que les seuils ne sont pas fortement corrélés avec \(\upkappa .\) Nous attribuons cela à une combinaison de faible perte de guide d'ondes (~ 11 cm−1 comme déterminé sur la Fig. . S20) et réflexion complète sur les miroirs. Bien qu'un \(\upkappa \) inférieur puisse augmenter la profondeur de pénétration dans les miroirs DBR, en supposant que la perte lors de la réflexion aller-retour reste relativement inchangée, cela ne modifierait pas de manière significative la rétroaction laser pour le même gain.

Les efficacités de pente mesurées pour les lasers DFB et DBR 30, 60 % \(\gamma \) 1O sont données dans le tableau 1.

En comparant les lasers PA/SF 1O DFB et DBR, des sorties de pente significativement plus élevées ont été trouvées dans les DBR correspondants. Nous attribuons cela au fait que le réseau est continu sur toute la longueur de la cavité DFB et qu'il y a une diminution de l'intensité du mode résonateur sur la longueur du laser en raison de la rétro-réflexion continue, alors que dans les DBR, la réflexion ne se produit qu'au facettes miroir. Nous observons des sorties de pente plus élevées dans les lasers à 60 % \(\gamma \) par rapport aux lasers à 30 % \(\gamma \) pour les échantillons PA. La sortie plus élevée est cohérente avec un chevauchement plus élevé du mode optique avec les réseaux à des facteurs de remplissage PDMS plus élevés (Confinement 0,064 avec 30 % \(\gamma \) contre 0,077 avec 60 % \(\gamma \), Tableau. S1) et hauteur de réseau réduite des PDMS \(\gamma \) faibles. De plus, comme mentionné précédemment, le découplage des réseaux de Bragg du 2ème ordre se produit via la diffraction du premier ordre, nous nous attendons donc à ce que les efficacités de sortie soient corrélées avec les coefficients de couplage du premier ordre, c'est-à-dire un découplage plus élevé plus proche de 50% \(\gamma \), ce qui est cohérent avec la sortie de pente plus élevée avec des réseaux à 60 % \(\gamma \) par rapport à 30 % \(\gamma \). Pour les lasers SF, l'écart de sortie était moins perceptible. Dans les lasers SF DFB, la sortie de pente inférieure est cohérente avec une perte de découplage inférieure, donc des seuils de laser inférieurs, tandis que pour les lasers DBR, la sortie de pente reste comparable dans la marge d'erreur.

Nous trouvons une efficacité de sortie sensiblement plus élevée dans les lasers PA par rapport au SF pour 30 et 60% \(\gamma \). Une augmentation similaire de l'efficacité des réseaux de couche supérieure a été trouvée par Quintana et al. (indice 1,59–1,46 ou 1,59–1,55). Ils ont trouvé une augmentation de 3/20 fois de l'efficacité de la pente par rapport aux lasers à film SF / DCG, respectivement, et ont attribué cela principalement à une efficacité de réseau accrue en raison d'un contraste d'indice accru. Cependant, plusieurs autres facteurs contribuent finalement à l'amplitude de la puissance de sortie rayonnée des lasers, comme l'a démontré l'analyse du rayonnement couplé au réseau dans les guides d'ondes et les lasers GaAs par Streifer et al28. Ils trouvent une dépendance complexe de la sortie radiative sur la hauteur du réseau, le rapport cyclique, le contraste d'indice, la période de réseau et les indices de réfraction des couches adjacentes à la couche de réseau. Il est donc difficile d'attribuer les changements d'efficacité des pentes à un seul paramètre. Des calculs numériques peuvent être justifiés, pour prédire les géométries optimales, afin d'obtenir les rendements les plus élevés.

Le laser a été réalisé avec succès par contact conforme d'un tampon PDMS composite à motifs avec des réseaux de Bragg sur une couche active (F80.9BT0.1). De cette manière, le milieu de gain actif est découplé du résonateur. Le tampon pourrait être retiré à plusieurs reprises de la surface de la couche active pour récupérer le laser après dégradation, avec une utilisation répétée limitée principalement par l'accumulation de particules sur la surface du tampon. Bien que le tampon ait tendance à se décoller après le contact initial (après plusieurs heures/jours), nous nous attendons à ce que l'application d'une petite pression puisse aider à maintenir le contact avec la surface de la couche active.

Le comportement d'émission des lasers DFB et DBR du 1er ordre avec des coupleurs de sortie du 2ème ordre (1O DFB et DBR), des DFB purs du 2ème ordre (2O) a été exploré. Les lasers à réseau PDMS-air (PA) ont montré des seuils plus élevés que les lasers substrat-film (SF) pour un rapport cyclique donné. Ces seuils plus élevés sont principalement attribués à une réduction d'environ trois fois du confinement dans la région du réseau \(.\) Des seuils similaires entre PA et SF ont été observés pour les lasers DBR. Ceci est attribué à une faible perte et à une réflexion complète dans les miroirs du 1er ordre comprenant les 10 DBR. Nous trouvons des seuils légèrement inférieurs dans les DBR par rapport aux lasers DFB correspondants dans les échantillons PA, mais la tendance opposée dans les échantillons SF. Les sorties de pente ont été explorées pour les lasers DBR et DFB 30, 60 % \(\gamma \) 1O, où des sorties plus élevées ont été trouvées pour les lasers PA par rapport à leurs homologues SF. Une étude plus approfondie est nécessaire pour déterminer l'origine de ce comportement.

Des améliorations à la structure PA peuvent être potentiellement apportées en ajustant les hauteurs de grille comme les rapports précédents l'ont montré13,28,29,30. La limite de la hauteur du réseau serait cependant fondamentalement limitée par le rapport d'aspect auquel le PDMS peut être réalisé avant l'effondrement du motif. Cela peut être quelque peu surmonté, en augmentant la rigidité du PDMS, au prix d'une fragilité accrue. De plus, comme mentionné précédemment, une augmentation de la longueur de la cavité laser pour les lasers DFB diminue le seuil au prix d'un temps de fabrication accru.

Dans l'ensemble, nous nous attendons à ce que le système de sonorisation proposé puisse aider à accélérer le criblage de matériaux laser appropriés sans augmenter les coûts de structuration/fabrication. Le système ouvre également des perspectives d'application pratique potentielle de lasers à pompage optique où le laser peut être reconstitué après dégradation lors de la translation spatiale du PDMS à travers un film actif.

F80.9BT0.1 (ADS233YE) a été acheté auprès d'American Dye Source. Le toluène (anhydre à 99,8 %) a été acheté chez Sigma Aldrich. (7–8 % vinylméthylsiloxane)–(diméthylsiloxane), catalyseur au platine divinyltétraméthyldisiloxane, 2,4,6,8-tétraméthyltétravinylcyclotétrasiloxane et copolymère (25–30 % méthylhydrosiloxane)-diméthylsiloxane, à terminaison hydrure ont été achetés auprès de Gelest Corp. Le kit Sylgard 184 a été acheté des produits chimiques Dow.

Pour tous les lasers DBR et 1O DFB, 40 périodes de réseaux de Bragg du 2e ordre ont été utilisées pour découpler la lumière verticalement. Pour les lasers DFB 1O, la section de 2e ordre a été placée au milieu des réseaux de 1er ordre comme illustré sur la figure 1e, où le nombre de périodes de 1er ordre a été choisi pour produire un résonateur d'environ la longueur souhaitée. Dans les lasers DBR 1O, le coupleur de sortie de 2e ordre est placé au bord de la cavité avec 500 périodes de réseaux de 1er ordre comprenant le reste du miroir, tandis que le miroir de l'autre côté de la cavité n'est composé que de 500 périodes d'un 1er ordre. grille d'ordre (Fig. 1f). La rétroaction dans les réseaux du 2ème ordre est réalisée via la diffraction du 2ème ordre tandis que la lumière est diffractée via la diffraction du 1er ordre. Pour les réseaux du 1er ordre, la rétroaction est réalisée via la diffraction du 1er ordre.

Des copeaux de silice fondue à double face polie (20 × 20 mm2) ont été nettoyés dans un bain à ultrasons avec de l'acétone et de l'IPA. Entre les rinçages à l'acétone / IPA, les puces ont été physiquement frottées à la main via un chiffon en microfibre, puis rincées avec les solvants respectifs avant d'être séchées par N2. Les échantillons ont ensuite été traités avec du plasma O2 de faible puissance RF (RF : 50 W, O2 : 50 sccm, pression : 20 mTorr) pendant 3 min puis du plasma CHF3/O2 pendant 1,5 min (RF : 125 W, CHF3 : 45 sccm, O2 : 1,5 sccm, pression : 20 mTorr) et enfin une autre étape de plasma O2 pendant 3 min (RF : 50 W, O2 : 50 sccm, pression : 20 mTorr). Le but de ces étapes était de décaper la surface, de lisser la surface polie pour améliorer l'adhérence de la réserve de faisceau d'électrons, puis un nettoyage final au plasma pour éliminer tout polymère de passivation formé par le plasma CHF3. Nous constatons un effondrement important de la ligne pendant le processus de développement de la réserve si l'étape de lissage est ignorée. Toutes les gravures ont été réalisées dans un système de gravure ionique réactive Plasmatherm Vision (RIE). Les puces traitées ont été cuites / déshydratées à 180 ° C pendant 5 minutes avant que 100 nm de ZEP520a (dilution 1: 1 dans l'anisole) ne soient appliqués par spin-coating. Les chips sont ensuite cuites à 180°C pendant 2 min. La solution d'Elektra92 (polymère conducteur) a été filtrée à travers un filtre hydrophile de 0,22 µm et centrifugée sur les échantillons cuits pour donner une couche anti-charge d'environ 40 nm. Un système de lithographie par faisceau d'électrons de 125 kV (Elionix ELS-F125) a été utilisé pour modeler la résine avec un courant de faisceau de 145 pA (dose entre 145 et 230 µC/cm-2) Après exposition, les puces ont été développées dans de l'o-xylène à température ambiante pendant 1 min avant de sécher rapidement avec N2. Les puces ont été traitées avec une cuisson post-développement à 125 °C pendant 1 min avant d'être gravées dans du plasma CHF3/O2 (RF : 125 W, CHF3 : 45 sccm, O2 : 1,5 sccm, pression : 20 mTorr, Plasmatherm Vision) pendant 4 min 10 s pour graver ~ 60 nm SiO2, la profondeur de gravure diffère légèrement en fonction des rapports d'aspect des caractéristiques. Les puces gravées ont ensuite été décapées avec 10 min de plasma O2 (RF : 50 W, O2 : 50 sccm, pression : 20 mTorr) et rincées avec de l'IPA. Tous les processus jusqu'à présent ont été effectués dans une salle blanche.

Pour l'échantillon Substrat-film, les puces ont été cuites à 180 ° C pendant 5 min avant que F80.9BT0.1 dans du toluène (25 mg / ml) ne soit centrifugé tel quel à 2000 tr / min pour donner un film d'environ 180 nm ( sans grilles) et a été utilisé tel quel, sans recuit (un recuit au-dessus de la température de transition vitreuse élève drastiquement le seuil d'effet laser). La solution de F80.9BT0.1 a été préparée dans une boîte à gants remplie de N2 mais centrifugée dans des conditions ambiantes.

Les échantillons gravés au SiO2 ont été utilisés comme maître pour la réplication du PDMS. Les puces ont été cuites à 180 ° C pendant 10 min avant d'être placées dans un dessiccateur sous vide avec 7 µL de TCOFS sur un support séparé pendant 1 h. Une gouttelette d'eau désionisée a été utilisée pour tester l'hydrophobicité et l'échantillon a ensuite été rincé avec de l'IPA pour nettoyer la surface car un film laiteux a tendance à se déposer sur les puces pendant le processus de revêtement TCOFS.

Pour préparer le h-PDMS, un mélange de 0,791 g (7 à 8 % de vinylméthylsiloxane)–(diméthylsiloxane) avec 7 µL de catalyseur platine divinyltétraméthyldisiloxane et 24 µL de modulateur 2,4,6,8-tétraméthyltétravinylcyclotétrasiloxane a été préparé. À cela, 230 µL (25 à 30 % de méthylhydrosiloxane)-copolymère diméthylsiloxane, à terminaison hydrure ont été ajoutés avec 540 µL de toluène. Le toluène est utilisé pour fournir un meilleur moulage du mélange dans les tranchées des nanostructures à motifs32. Le mélange a ensuite été rapidement dégazé avec un dessiccateur à vide et versé sur la puce maîtresse et centrifugé à 1000 tr/min pendant 60 s. L'échantillon a été laissé au repos pendant 1 h dans des conditions ambiantes avant d'être cuit dans un four à 60 °C pendant 10 min.

Pour préparer le PDMS mou, la base Sylgard 184 a été mélangée avec son agent de durcissement dans un rapport pondéral de 9: 1, soigneusement agitée et dégazée sous vide, le mélange a été versé sur les copeaux recouverts de h-PDMS dans une boîte de Pétri et ensuite dégazé sous vide encore. Les échantillons résultants ont ensuite été durcis dans un four à 70 ° C pendant 5 h, refroidis et laissés au repos dans des conditions ambiantes pendant plus de 12 h avant que l'échantillon ne soit retiré de la boîte de Pétri et que la puce maîtresse ne soit retirée avec un scalpel puis pelée. désactivé. Le tampon résultant est coupé sur les bords pour éliminer toutes les grandes protubérances qui peuvent empêcher un contact conforme avec le film actif laser.

Une puce de silice fondue de 30 × 30 mm2 a été nettoyée en suivant les étapes de la fabrication du maître SF/SiO2, y compris les étapes de nettoyage au plasma. La puce a été cuite à 180 ° C pendant 5 min avant que F80.9BT0.1 dans du toluène (25 mg / ml) ne soit centrifugé à 2000 tr / min pour donner un film d'environ 180 nm et a été utilisé tel quel, sans recuit. La solution de F80.9BT0.1 a été préparée dans une boîte à gants remplie de N2 mais centrifugée dans des conditions ambiantes. Le tampon PDMS a été placé sur le film et légèrement pressé jusqu'à ce qu'un contact conforme soit établi.

Des mesures laser ont été effectuées à l'aide de la sortie d'un laser Nd:YVO4 (1,1 ns) à triple fréquence active à commutation Q pompé par diode (Picolo MOPA, Innolas) à 355 nm. Le taux de répétition a été modifié entre différents échantillons en fonction du signal obtenu, pour les signaux de sortie plus élevés, le taux de répétition a été diminué pour éviter la saturation de la caméra lors de l'exécution en mode d'acquisition continue. Cependant, les signaux sont tous mis à l'échelle en un signal à 10 impulsions pour les mesures d'efficacité de sortie de pente. Les échantillons fabriqués ont été montés sur une platine xyz et ont été excités à une incidence normale avec une bande d'environ 200 µm × 50 µm formée par un ensemble d'optiques (Fig. S7). La lumière de la pompe a été filtrée via un filtre passe-haut avec l'émission de sortie est collectée à incidence normale, dirigée avec un ensemble de miroirs et focalisée sur la fente d'entrée d'un spectrographe composé d'un spectromètre Acton 2150i (longueur focale de 15 mm) et une caméra sCMOS (PCO edge 3.1). Pour les mesures de diffraction d'ordre zéro, la fente d'entrée a été complètement ouverte, tandis que pour la caractérisation laser et spectrale, la fente est réglée sur 50 µm, ce qui donne une résolution spectrale d'environ 0,7 nm.

Les calculs de mode ont été effectués dans des solutions de mode (Lumerical) basées sur une méthode de résolution propre aux différences finies (FDE) à 565 nm pour le mode fondamental TE0. Les paramètres utilisés sont SiO2 = 1,46, F80.9BT0.1 = 1,7, Air = 1, PDMS = 1,43.

Les ensembles de données générés pendant et/ou analysés pendant l'étude en cours sont disponibles auprès de l'auteur correspondant sur demande raisonnable.

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Ce travail a été soutenu par l'Australian Research Council Centre of Excellence in Exciton Science (financement Grant No. CE170100026). Les auteurs reconnaissent les installations ainsi que l'assistance scientifique et technique du Research & Prototype Foundry Core Research Facility de l'Université de Sydney, qui fait partie de l'Australian National Fabrication Facility.

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

Yun Li et Girish Lakhwani

Nano Institute de l'Université de Sydney, Sydney, NSW, 2006, Australie

Girish Lakhwani

Institute of Photonics and Optical Science, The University of Sydney, Sydney, NSW, 2006, Australie

Girish Lakhwani

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YL a conçu l'idée. YL a fabriqué et caractérisé des dispositifs, acquis des données expérimentales et effectué l'analyse, y compris des calculs numériques. GL a obtenu le financement du projet et supervisé le projet. YL a écrit le manuscrit avec l'aide de GL

Correspondance à Girish Lakhwani.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Réimpressions et autorisations

Li, Y., Lakhwani, G. Lasers de Bragg à guide d'ondes actifs via des tampons PDMS à contact conforme. Sci Rep 12, 22189 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-26218-7

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Reçu : 07 septembre 2022

Accepté : 12 décembre 2022

Publié: 23 décembre 2022

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

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