Alles 2D-abstimmbar

Wissenschaftliche Berichte Band 13, Artikelnummer: 8337 (2023) Diesen Artikel zitieren

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Es wird ein zweidimensionaler (2D) Festkörper-Zufallslaser gezeigt, der im sichtbaren Bereich emittiert und bei dem die optische Rückmeldung durch eine kontrollierte ungeordnete Anordnung von Luftlöchern in einem farbstoffdotierten Polymerfilm erfolgt. Wir finden eine optimale Streudichte, bei der der Schwellenwert minimal und die Streuung am stärksten ist. Wir zeigen, dass die Laseremission rotverschoben werden kann, indem entweder die Streudichte verringert oder die Pumpfläche vergrößert wird. Wir zeigen, dass die räumliche Kohärenz leicht durch Variation der Pumpfläche gesteuert werden kann. Ein solcher 2D-Zufallslaser bietet eine kompakte, abstimmbare On-Chip-Laserquelle und eine einzigartige Plattform zur Erforschung nicht-hermitescher Photonik im Sichtbaren.

Herkömmliche Laser sind aufgrund ihrer begrenzten Anzahl räumlicher Moden für ihre hohe räumliche Kohärenz bekannt. Aufgrund dieser Eigenschaft ist die Laseremission stark gerichtet. Andererseits verursacht eine hohe räumliche Kohärenz Speckle-Rauschen1, was bei laserbasierten Anzeigesystemen ein unerwünschter Effekt ist, da es den Informationsgehalt zerstört und die Auflösung verringert2. Zufallslaser (RL) sind eine neue Klasse von Lasern, bei denen das Licht durch mehrfache elastische Streuung in einem aktiven ungeordneten Medium begrenzt wird3. RL sind eine interessante Alternative zu herkömmlichen Lasern, da sie aufgrund der Strahlung mehrerer unkorrelierter Lasermoden eine geringe räumliche Kohärenz bieten können4. Solche Lasergeräte können die Bildung von Speckle verhindern und qualitativ hochwertige Bilder erzeugen, die denen ähneln, die von herkömmlichen räumlich inkohärenten Quellen wie Leuchtdioden erzeugt werden5. Weitere potenzielle Anwendungen von RL finden sich in der Displaybeleuchtung6, der Dokumentenkodierung7, der Bioimaging4-Tumorerkennung8 oder der Sensorik9. Festkörper-Farbstofflaser gelten seit langem als Alternative zu den toxischen und komplexen Farbstofflasern im sichtbaren Bereich und führen zu hocheffizienten abstimmbaren Lasern mit potenziellen Anwendungen in der integrierten Photonik10. Kostengünstige und flexible Zufallslaser wurden vorgeschlagen, indem zufällige Streuung in farbstoffdotierten organischen Filmen auf verschiedene Weise eingeführt wurde11, einschließlich durch Reiben der Oberfläche12, Verwendung biologischer lebender Zellen13, durch Laserablation14 oder durch Einführung von Nanostäben15,16, polykristallinen dünnen Filmen17, nematisch Flüssigkristalle18, Nanoblätter19, Farbstoffaggregate20, Dielektrikum21, ZnO22 oder metallische Nanopartikel23. In all diesen Fällen ist das Streumedium jedoch nicht kontrollierbar, was zur Aggregation von Streupartikeln und Nanodrähten führt, was zu einer unvorhersehbaren effektiven Streugröße und -verteilung führt. Bisher wurde zweidimensionaler (2D) planarer Wellenleiter-Zufallslaser mit deterministischer Störung für nicht sichtbare Wellenlängen einschließlich des Terahertz-Bereichs24,25,26 und des mittleren Infrarotbereichs27,28 demonstriert. Kürzlich haben wir über einen auf deterministischer Störung basierenden eindimensionalen Festkörper-Zufallslaser berichtet, bei dem mithilfe der Elektronenstrahllithographie submikrometrische Rillen in eine dünne Polymerschicht geschnitzt wurden 29 . In diesem Brief erweitern wir diese Methode, um einen 2D-Zufallslaser in farbstoffdotierten Polymerfilmen mit einer deterministischen ungeordneten Verteilung von Luftlöchern zu entwerfen. Eine solche gut kontrollierte 2D-Struktur bietet die Möglichkeit, neue Aspekte des Zufallslaserns zu untersuchen, ohne dass es zu Einschränkungen aufgrund optischer Schäden an der Probe kommt. Hier beobachten wir scharfe Laserspitzen bei gleichmäßigem optischem Pumpen. Wir bestätigen, dass Laser aus Mehrfachstreuung resultiert, indem wir zeigen, wie empfindlich das Emissionsspektrum auf lokales Pumpen reagiert. Die Laserschwelle wird als Funktion der Streudichte und der Pumpfläche gemessen. Eine optimale Dichte wird dort gefunden, wo die Laserschwelle minimal und die Streuung am stärksten ist, während die Kontrolle der räumlichen Kohärenz durch einfache Variation des Strahldurchmessers erreicht wird. Schließlich zeigen wir, dass das Emissionsspektrum durch Variation der Streudichte und der Pumpfläche angepasst werden kann. Die Anpassung der Unordnung in farbstoffdotierten Polymerfilmen mit Zufallslasern eröffnet neue Perspektiven für die Untersuchung nicht-hermitescher Optik, einschließlich der Modalsignaturen von 2D-Zufallslasern, der Rolle räumlicher Korrelationen30, der Auswirkung lokaler Störungen und außergewöhnlicher Punkte31 sowie der Kontrolle der Lasereigenschaften32. Inkohärentes Licht mit einem breiten Spektrum von mehreren zehn Nanometern kann für Anwendungen verwendet werden, die auf Interferometrie mit niedriger Kohärenz basieren, wie beispielsweise der optischen Kohärenztomographie33.

Zur Herstellung unseres 2D-Festkörper-Zufallslasers verwenden wir PMMA-Polymer (Polymethylmethacrylat von Microchem, USA) mit einem Molekulargewicht von 495.000 g/mol bei einer Konzentration von 6 Gew.-% in Anisol. Es ist mit 5 Gew.-% DCM-Laserfarbstoff (von Exciton) (4-Dicyanomethylen-2-methyl-6-(4-dimethylaminostyryl-4H-pyran)) dotiert. DCM-Farbstoff wird bevorzugt, da er ein Fluoreszenzspektrum aufweist, das um 600 nm zentriert ist mit einer guten Quantenausbeute und einer großen Stokes-Verschiebung (100 nm), die die Reabsorption des emittierten Lichts verringert.

Eine 600 nm dicke PMMA-DCM-Polymerschicht wird mittels Schleuderbeschichtung (1000 U/min, 60 s) auf einem Quarzglassubstrat (Edmund Optics) abgeschieden29. Die erhaltene PMMA-DCM-Schicht wird 2 Stunden lang bei 120 \(^{\circ }\)C in einem Ofen getempert, um den Polymerisationsprozess einzuleiten. Der Brechungsindex dieser Schicht beträgt \(n=1,54\). Es wurde ein Matlab-Code entwickelt, um die zweidimensionalen ungeordneten Muster für einen gegebenen Oberflächenfüllungsanteil (FF) von Löchern zu erzeugen und sie auf einer kreisförmigen Oberfläche mit einem Durchmesser von D = 1200 \(\upmu\)m unter Verwendung einer gleichmäßigen Wahrscheinlichkeitsverteilung (Mersenne) zu positionieren Twister-Pseudozufallszahlengenerator). Der Algorithmus erzwingt einen minimalen Rand-zu-Rand-Abstand von 2 \(\upmu\)m zwischen jedem Lochpaar, um Proximity-Effekte während des Ätzprozesses zu vermeiden. Mithilfe der Elektronenstrahllithographie im Raster-Scan-Modus wird die photonische Struktur in den planaren Wellenleiter eingraviert. Um eine Ladungsansammlung während des Lithographieprozesses zu vermeiden, werden die Proben mit einem leitfähigen Polymer (Espacer) mit einer Dicke von 40 nm beschichtet und nach der Belichtung durch 40-sekündiges Eintauchen der Probe in entionisiertes Wasser entfernt. Es wurde ein Satz von 2D-Störungsproben mit einem Oberflächenfüllanteil FF = 0,17 %, 0,35 %, 0,70 %, 1,1 %, 1,4 %, 1,9 % und 2,4 % vorbereitet. Alle Proben werden unter identischen Bedingungen hergestellt. Der Durchmesser der Löcher beträgt 500 nm, um die Streuung in der Nähe der ersten Mie-Resonanz bei Emissionswellenlängen zu verbessern.

Hochauflösende REM-Bilder eines Abschnitts der Struktur sind in Abb. 1a,b dargestellt. Das Herstellungsverfahren gewährleistet einen Brechungsindexkontrast von 0,54 zwischen Luftlöchern und der Polymerschicht.

Photonische Struktur und Versuchsaufbau: (a) Rasterelektronenmikroskopaufnahme eines Ausschnitts der Störungsprobe mit einem Oberflächenfüllanteil von 1,1 %. (b) Vergrößerte Draufsicht der geätzten Luftlöcher mit 500 nm Durchmesser. (c) Schematische Darstellung des Versuchsaufbaus: räumlicher SLM-Lichtmodulator, L-Laser, M1- und M2-Spiegel, BE1- und BE2-Strahlaufweiter, P-Polarisator, SC-Streak-Kamera, C-sCMOS-Kamera, O-Mikroskopobjektiv.

Ein frequenzverdoppelter modengekoppelter Nd:YAG-Laser (\(\lambda\) = 532 nm, maximale Ausgangsenergie 28 mJ, Pulsdauer: 20 ps, Wiederholungsrate: 10 Hz, PL2230 Ekspla) wird verwendet, um die Probe optisch zu pumpen eine Wiederholrate von 10 Hz. Der Pumpstrahl wird zunächst um 5\(\times\) aufgeweitet, um durch einen reflektierenden räumlichen Lichtmodulator (SLM) von 1952 mit 1088 Pixeln (HES 6001 von Holoeye, Pixelgröße 8,0 \(\upmu\) räumlich moduliert zu werden. )M). Der SLM wird hier im Intensitätsmodulationsmodus verwendet. Der Pumpstrahl wird vom SLM kreisförmig geformt, bevor er mit einem 4-fach verkleinernden Teleskop auf die Probenoberfläche abgebildet wird. Die Oberfläche der Probe wird mit einer sCMOS-Kamera (Zyla 4.2 von Andor, 22 mm Diagonalansicht, 6,5 µm Pixelgröße) abgebildet, die oben auf einem Mikroskop mit festem Tisch (AxioExaminer A1 von Zeiss) platziert ist. Ein 532-nm-Kerbfilter (NF533-17 von Thorlabs) wird verwendet, um restliches Pumplicht zu entfernen. An den SLM gesendete computergenerierte Muster werden zur Steuerung der Pumpengröße und der an die Probe abgegebenen Pumpenergie (0–255 Graustufen) verwendet. Die Pumpenergie, die die Probe erreicht, wird mit einem Fotodiodenlaser-Energiesensor (PD10-C von Ophir) überwacht. Die Laseremission wird in der x-y-Ebene durch ein Mikroskopobjektiv (20 \(\times\) von Thorlabs) gesammelt, das über eine Multimode-Faser mit einem hochauflösenden Bildspektrometer (iHR550 von Horiba) verbunden ist. Das Spektrometer ist mit einem 2400 mm\(^{-1}\) Dichtegitter ausgestattet, das eine spektrale Auflösung von 20 pm liefert. Obwohl DCM-Farbstoffmoleküle isotrop innerhalb der PMMA-Polymermatrix verteilt sind, ist die Laseremission in der Ebene aufgrund der Fluoreszenzanisotropie nicht gleichmäßig34. Daher führen wir alle Messungen in Richtung maximaler Emission durch. Für Zeitbereichsmessungen wird Licht, das außerhalb der Ebene von Luftlöchern gestreut wird, nachdem es den Kerbfilter bei 532 nm passiert hat, auf eine speziell entwickelte Streak-Kamera (AXIS-QVM) gerichtet. Die zeitliche Auflösung der Kamera beträgt 3 ps für die Einzelbildmessung. Der Versuchsaufbau ist in Abb. 1c schematisch dargestellt.

Lasereigenschaften: (a) Emissionsspektrum gemessen für 4 verschiedene Werte der Pumpenergiedichte (FF = 1,40 %, Pumpdurchmesser 100 \(\upmu\)m). Der Einschub zeigt das Photolumineszenzspektrum des DCM-Farbstoffs in der PMMA-Polymermatrix ohne Luftlöcher. (b) Emissionsspektrum gemessen an 2 verschiedenen Positionen (FF = 1,1 % und Pumpendurchmesser 100 \(\upmu\)m). Einschub: Pumppositionen auf der Probenoberfläche (Dichte der Streuer nicht maßstabsgetreu). (c) Integrierte Intensität und Halbwertsbreite (FWHM) des Emissionsspektrums, aufgetragen als Funktion der Pumpenergiedichte. (d) FWHM des gemessenen zeitlichen Profils mit zunehmender Pumpenergiedichte. Einschub: zeitliches Profil, gemessen unterhalb (blau) und oberhalb des Schwellenwerts (rot).

Wir untersuchen zunächst die Lasereigenschaften der Probe mit einem Füllanteil von FF = 1,40 %, wenn sie optisch bei \(\lambda\) = 532 nm mit einem kreisförmigen Strahl von 100 \(\upmu\)m Durchmesser gepumpt wird. Die Spektren wurden über 10 Aufnahmen gemittelt. Die Spitzenposition ändert sich nicht von Schuss zu Schuss. Bei niedriger Anregungsenergie emittiert die Probe eine breite spontane Emission. Wenn die Pumpenergie eine bestimmte Laserschwelle überschreitet, treten im Emissionsspektrum diskrete Peaks mit ultraschmaler Linienbreite auf, wie in Abb. 2a dargestellt. Die Halbwertsbreite (FWHM) des einzelnen Lasermodus beträgt 0,2 nm, was die Auflösungsgrenze des Spektrometers darstellt, und ist um Größenordnungen kleiner als die unterhalb des Schwellenwerts gemessene Linienbreite der spontanen Emission von 21 nm. Die Beobachtung ultraschmaler spektraler Merkmale innerhalb der Verstärkungsspitze des DCM-Farbstoffs ist ein klarer Hinweis auf kohärente Laseroszillationen. Emissionsspektren, die für zwei verschiedene Pumppositionen auf der Probe gemessen wurden, sind in Abb. 2b dargestellt. Da verschiedene Bereiche der ungeordneten Struktur untersucht werden, wird eine kohärente Anregung verschiedener Moden beobachtet, die mit unterschiedlichen Fehlordnungskonfigurationen verbunden sind. Infolgedessen erzeugt eine zufällige Positionierung der Pumpe zufällige Emissionsspektren. Obwohl die Position der Löcher durch das Design bestimmt wird und die Struktur selbst streng genommen nicht zufällig ist, ist die spektrale Abhängigkeit vom Pumpbereich das Zeichen für die zufällige Natur dieses Lasergeräts. Diese Abhängigkeit des Laserspektrums von der Pumpposition wurde kürzlich genutzt, um die zufällige Laseremission durch räumliche Formung des Pumpintensitätsprofils zu steuern29,35,36.

Schwellenwert, Emissionswellenlänge, Lasermodi im Vergleich zur Pumpfläche: (a) Normalisiertes Emissionsspektrum, aufgezeichnet für Pumpflächen von 0,012 mm\(^{2}\), 0,023 mm\(^{2}\) und 0,400 mm\(^ {2}\) (b) Die Pumpenergiedichte bei der Laserschwelle, \(I_{th}\), wird als Funktion der Pumpfläche A für eine Probe mit einem Füllanteil FF = 0,17 % aufgetragen. Die Daten wurden durch ein Potenzgesetz \(I_{th}\) = \(0,005/A^{0,57}\) angepasst. (c) Zentraler Peak des Emissionsspektrums aufgetragen gegen die Pumpfläche.

Die integrierte Intensität und die Halbwertsbreite (FWHM) des Emissionsspektrums, das für einen Pumpdurchmesser von 1000 \(\upmu\)m aufgezeichnet wurde, sind in Abb. 2c als Funktion der einfallenden Pumpenergiedichte für eine Probe mit dargestellt FF = 1,1 %. Das Verhalten der Laserschwelle wird durch die Änderung der Steigung der integrierten Intensität und den schnellen Abfall der FWHM des Emissionsspektrums bestätigt. Dies geschieht für diese spezielle Probe bei einer Pumpenergiedichte von 2,3 ± 0,23 \(\upmu\)J/mm\(^{2}\).

Zur Steigerung der Pumpleistungsenergie wird das zeitliche Pulsprofil der Laseremission mit der Streak-Kamera gemessen. Der Einschub in Abb. 2d zeigt das zeitliche Profil, das für die Pumpintensität unterhalb und oberhalb des Schwellenwerts gemessen wurde. Wenn die Pumpleistung unter dem Schwellenwert liegt, kommt es zu einem spontanen Zerfall der Farbstoffmoleküle, einem relativ langsamen Prozess, der zu einem langsamen exponentiellen Abfall führt (FWHM = 0,20 ns). Wenn das System über den Schwellenwert gepumpt wird, verengt sich das Impulsprofil dramatisch und ähnelt dem Profil des Pumpimpulses (FWHM = 20 ps). Das Schwellenwertverhalten wird im Zeitbereich charakterisiert, indem die Impulsbreite als Funktion der zunehmenden Pumpenergiedichte aufgetragen wird (Abb. 2d). Der Wendepunkt tritt bei einer Pumpenergiedichte von 2,1 ± 0,32 \(\upmu\)J/mm\(^{2}\) auf, was innerhalb der Fehlerbalken des Schwellenwerts in Abb. 2c liegt.

Frühere Studien zeigen, dass die zufällige räumliche Laserkohärenz durch Anpassen der Streustärke und der Pumpgeometrie gesteuert werden kann37. Grundsätzlich verringert die Erhöhung der Anzahl unkorrelierter Lasermodi die räumliche Kohärenz des RL. Dies wird in unserem Fall einfach durch eine Vergrößerung der Pumpenfläche erreicht. Abbildung 3a zeigt Emissionsspektren, die für drei verschiedene Pumpflächen von 0,012 mm\(^{2}\), 0,023 mm\(^{2}\) und 0,400 mm\(^{2}\) aufgezeichnet wurden.

Bei einer kleinen Pumpfläche können Laserspitzen spektral aufgelöst werden, wie in Abb. 3a (blaues Diagramm) dargestellt. Bei einem größeren Pumpendurchmesser (> 250 \(\upmu\)m) wird die Modaldichte groß und die Laserpeaks überlappen sich spektral stark (braunes Diagramm in Abb. 3a). Bei weiterer Vergrößerung der Pumpfläche erscheint das Emissionsspektrum aufgrund der hohen Lasermodendichte quasikontinuierlich. Dies zeigt die Fähigkeit, die räumliche Kohärenz dieses Geräts durch einfache Variation des Strahldurchmessers zu steuern. Als nächstes untersuchen wir die Abhängigkeit der Laserschwelle von der Pumpfläche für eine Probe mit FF = 0,17 %. Die Laserschwelle im Vergleich zum Pumpfleckdurchmesser ist in Abb. 3b dargestellt. Der Pumpfleckdurchmesser, der zwischen 120 und 1000 \(\upmu\)m variiert, wird direkt durch Abbildung der Probenoberfläche von oben gemessen. Die Laserschwelle wird gemessen, indem das Maximum des Emissionsspektrums als Funktion der Pumpintensität aufgetragen wird. Bei kleinen Pumpendurchmessern, bei denen Emissionsspektren mehrere diskrete Laserpeaks aufweisen (blaues Diagramm in Abb. 3a), berücksichtigen wir die Intensitätszahl des höchsten Peaks, der sich nahe der Mitte der Emissionsspektren befindet. Bei größeren Pumpendurchmessern und starker Modenüberlappung (braunes Diagramm in Abb. 3a) wird das Maximum des globalen Emissionsspektrums berücksichtigt. Wir stellen fest, dass experimentelle Daten gut durch ein Potenzgesetz mit einem Exponenten \(-0,57\) angepasst werden. Dies steht im Einklang mit den in der Literatur angegebenen Werten38. Die Abhängigkeit der Laserschwelle vom Leistungsgesetz von der Pumpenfläche wird auf die abnehmende Rückkehrwahrscheinlichkeit des Streulichts im Verstärkungsvolumen mit abnehmender Pumpengröße zurückgeführt38,39. Interessanterweise beobachten wir auch eine spektrale Verschiebung des Emissionsspektrums, wenn die Pumpfläche variiert wird. Bei einer gegebenen Pumpenergiedichte emittiert eine größere Pumpfläche ein rotverschobenes Emissionsspektrum im Vergleich zum Emissionsspektrum bei einer kleineren Pumpfläche. Abbildung 3c zeigt die Rotverschiebung des Emissionsspektrums mit zunehmender Pumpfläche. Eine Gesamtverschiebung von 7 nm wird beobachtet, wenn der Pumpdurchmesser von 100 bis 1000 \(\upmu\)m variiert wird. Wir schlagen eine mögliche Erklärung für diese Beobachtung vor. Streuung außerhalb der Ebene ist der dominierende Verlustmechanismus in unserem System, da die Reabsorption durch den DCM-Farbstoff vernachlässigbar ist. Tatsächlich trägt dieser Mechanismus auf zwei verschiedene Arten zum Verlust bei, der durch die Verstärkung ausgeglichen werden muss40: (a) „Vertikaler Verlust“ im Verstärkungsbereich, der im Durchschnitt gleichmäßig ist und die Art der Moden nicht beeinflusst; (b) „Leckage“ über den Verstärkungsbereich hinaus, wobei Photonen verloren gehen und nie in den Verstärkungsbereich zurückkehren. Dieser lokale Verlust führt zu einer Modalbeschränkung, einer Umverteilung der Modalintensität und einer Frequenzverschiebung41. Bei großen Pumpflächen dominiert der Erstverlustmechanismus und wird durch die Verschiebung zu längeren Wellenlängen vorteilhaft reduziert, da die vertikale Streuung außerhalb der Ebene zu größeren Wellenlängen hin abnimmt. Beim Pumpen einer kleineren Fläche wird die Leckage natürlich durch eine zunehmende Streuung innerhalb des Verstärkungsbereichs verringert. Eine zunehmende Streuung wird durch eine Verschiebung hin zu kleineren Wellenlängen (Blauverschiebung) erreicht, bei denen die Streuung stärker ist.

Wir untersuchen nun die Rolle der Luftlochdichte beim zufälligen Lasern. Die Lasereigenschaften von Proben mit unterschiedlichen Füllanteilen (FF = 0,17 % bis 2,43 %) werden für einen Pumpendurchmesser von 1000 \(\upmu\)m gemessen. Der Punktdurchmesser wurde erweitert, um die Anzahl der Moden bis zu einem Punkt zu erhöhen, an dem die spektrale Überlappung das Laseremissionsspektrum glättet. Abbildung 4a zeigt, dass die Laserschwelle zunächst mit zunehmendem Füllanteil abnimmt und dann für Proben mit einem Füllanteil über FF = 0,70\(\%\) zunimmt.

Laserschwelle und Emissionsverschiebung im Verhältnis zum Füllanteil: (a) Die Laserschwelle wird für Proben mit unterschiedlichen Füllanteilen (FF) aufgetragen. (b) Gemessene zentrale Peaks der zufälligen 2D-Laseremissionsspektren, aufgezeichnet für Proben mit unterschiedlichem Füllanteil im Bereich von 0,17 bis 2,43 %. Alle Messungen werden bei einem Pumpfleckdurchmesser von 1 mm durchgeführt. (c) Optisches Mikroskopbild einer Laserprobe mit FF = 1,4 %. (d) Vergrößern Sie (c).

Durch Interpolation der Daten können wir grob den optimalen Füllanteil FF = 0,55 % abschätzen, der der minimalen Laserschwelle entspricht, die erreicht wird, wenn die Streuung am stärksten ist, die Moden am stärksten eingeschränkt sind und die Modenverluste minimal sind. Wir glauben, dass der in Abb. 3a beobachtete schnelle Abfall ein Zeichen für die Nähe zur Anderson-Lokalisierung ist. Dies wird durch die Schätzung der mittleren freien Weglänge \(\ell\) innerhalb der unabhängigen Streuungsnäherung (IPA)43 und der Lokalisierungslänge \(\xi\) aus einer auf 2D-Diffusion basierenden Theorie44 gestützt. Für unendliche Luftzylinder (Index 1) aus dielektrischem Material (Index 1,54) bei einer Wellenlänge von 608 nm und für FF = 0,55 % finden wir \(\ell\) = 466 nm und \(\xi\) = 900 \(\ upmu\)m, was mit den Probenabmessungen (1200 \(\upmu\)m) vergleichbar ist. Interessanterweise untersucht der Zufallslaser hier den Einfluss der abhängigen Streuung auf die Modalausdehnung. Tatsächlich gilt innerhalb der IPA, die für niedrige Dichten gilt, die mittlere freie Weglänge, die die Streustärke des ungeordneten Mediums misst, als Kehrwert der Zahlendichte des Streuers43. Bei höheren Dichten bricht IPA jedoch zusammen, die Wechselwirkung zwischen Streuern kann nicht mehr vernachlässigt werden und die mittlere freie Weglänge wird voraussichtlich wieder zunehmen45. Unsere Messung der Schwellenwertabhängigkeit von der Streudichte ermöglicht es uns, die optimale Dichte zu identifizieren, bei der die Mehrfachstreuung am stärksten ist. Wir haben auch die Photostabilität unseres RL gemessen. Wir fanden heraus, dass die integrierte Intensität, die in einer Probe mit 0,70 % Füllanteil gemessen wurde, die mit 1 \(\upmu\)J/mm\(^2\) gepumpt wurde, nach 25.000 Pumplaserimpulsen, was 41 Minuten entspricht, um die Hälfte reduziert wird.

Ein weiteres interessantes Ergebnis dieser Studie ist die Beobachtung einer Blauverschiebung des Emissionsspektrums, wenn die Luftlochdichte erhöht wird. Abbildung 4b zeigt eine lineare Abhängigkeit der spektralen Verschiebung mit zunehmendem Füllanteil. Interessanterweise kann der Zufallslaser über 10 nm abgestimmt werden. Hier sind wir nur durch hohe Schwellenwerte und optische Schäden für Füllanteile über FF = 2,43 % eingeschränkt (siehe Abb. 4a). Aber im Prinzip kann der Abstimmbereich des Zufallslasers leicht vergrößert werden, indem eine größere Probe und eine größere gepumpte Fläche berücksichtigt werden. Wir führen diese Blauverschiebung auf die Abnahme des durchschnittlichen Brechungsindex mit zunehmender Luftlochdichte zurück. Tatsächlich wird ein zufällig verteilter Hohlraum immer für die gleiche Wellenlänge \(\lambda _{res}~=~c/(n\times f_{res})\) resonant sein, unabhängig vom Brechungsindex n darin der Hohlraum. Daher muss die Resonanzfrequenz \(f_{res}\) linear mit abnehmendem n (zunehmendem FF) ansteigen, was sich in der beobachteten Blauverschiebung niederschlägt. Abbildung 4c,d zeigt das optische Mikroskopbild in zwei verschiedenen Maßstäben der zufälligen Laseremission außerhalb der Ebene einer Probe mit einem Füllanteil von 1,4 %.

Zusammenfassend haben wir die zufällige Laserwirkung im sichtbaren Bereich einer 2D-aktiven planaren Struktur auf Polymerbasis mit deterministischer Streustörung demonstriert und untersucht. Aufgrund der kohärenten Mehrfachstreuung werden für kleine Pumpflächen scharfe, deutliche Resonanzen beobachtet. Durch Ändern der Streudichte finden wir die optimale Konzentration, die die Streuung maximiert und die Laserschwelle minimiert. Der Einfluss der Pumpfläche auf die Lasereigenschaften wurde untersucht, um spektrale Abstimmbarkeit und kontrollierbare räumliche Kohärenz zu gewährleisten. Dieses neue RL-Gerät kann zur Steuerung der Laseremission35,36,46 sowie der Direktionalität32 mithilfe der iterativen Pumpformungsmethode verwendet werden. Die Nahfeldaufnahme der oberen Oberfläche sollte es ermöglichen, das Regime starker Lokalisierung und modaler Eingrenzung bei der kritischen Konzentration zu beurteilen29. Ein solches Gerät kann zur Erforschung nicht-hermitescher photonischer Systeme verwendet werden und kann bei der Herstellung neuartiger photonischer 2D-Funktionsmaterialien mit möglichen Anwendungen in der Biobildgebung Anwendung finden.

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

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Wir danken den Profs. Hui Cao und Alexey Yamilov für nützliche Diskussionen. Wir danken Dr. Leonid Wolfson für seinen Einsatz im Labor, Dr. Yossi Abulafia für seine Hilfe beim Herstellungsprozess und dem Bar-Ilan Institute of Nanotechnology and Advanced Materials für die Bereitstellung von Fertigungseinrichtungen. Diese Forschung wurde von der Israel Science Foundation (1871/15, 2074/15 und 2630/20) unterstützt; United States-Israel Binational Science Foundation (2015694 und 2021811). PBC-Postdoktorandenstipendienprogramm des Israeli Council for Higher Education.

Fachbereich Physik, The Jack and Pearl Resnick Institute for Advanced Technology, Bar-Ilan University, 5290002, Ramat Gan, Israel

Bhupesh Kumar, Ran Homri und Patrick Sebbah

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BK hat alle Muster hergestellt. BK führte das/die Experiment(e) durch. RH hat Matlab-Code geschrieben, um die Pumpengröße zu steuern. BK und PS analysierten die Ergebnisse. PS und BK haben das Manuskript geschrieben. Alle Autoren haben das Manuskript überprüft.

Korrespondenz mit Patrick Sebbah.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Kumar, B., Homri, R. & Sebbah, P. 2D abstimmbarer Festkörper-Zufallslaser im Sichtbaren. Sci Rep 13, 8337 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-35388-x

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Eingegangen: 12. Februar 2023

Angenommen: 17. Mai 2023

Veröffentlicht: 23. Mai 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-35388-x

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