tout accordable en 2D

Rapports scientifiques volume 13, Numéro d'article : 8337 (2023) Citer cet article

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Un laser aléatoire à semi-conducteurs bidimensionnel (2D) émettant dans le visible est démontré, dans lequel la rétroaction optique est fournie par un arrangement désordonné contrôlé de trous d'air dans un film polymère dopé au colorant. Nous trouvons une densité de diffuseur optimale pour laquelle le seuil est minimum et la diffusion est la plus forte. Nous montrons que l'émission laser peut être décalée vers le rouge en diminuant la densité du diffuseur ou en augmentant la surface de pompage. Nous montrons que la cohérence spatiale est facilement contrôlée en faisant varier la surface de la pompe. Un tel laser aléatoire 2D fournit une source laser accordable sur puce compacte et une plate-forme unique pour explorer la photonique non hermitienne dans le visible.

Les lasers conventionnels sont connus pour leur grande cohérence spatiale en raison de leur nombre limité de modes spatiaux. En raison de cette propriété, l'émission laser est hautement directionnelle. D'autre part, une cohérence spatiale élevée provoque un bruit de speckle1, qui est un effet indésirable dans les systèmes d'affichage à base de laser, car il détruit le contenu de l'information et réduit la résolution2. Les lasers aléatoires (RL) sont une nouvelle classe de lasers, où la lumière est confinée par diffusion élastique multiple dans un milieu actif désordonné3. Les RL sont une alternative intéressante aux lasers conventionnels car ils peuvent fournir une faible cohérence spatiale en raison du rayonnement de plusieurs modes laser non corrélés4. De tels dispositifs laser peuvent empêcher la formation de speckle et produire des images de haute qualité similaires à celles produites par des sources spatialement incohérentes conventionnelles telles que les diodes électroluminescentes5. D'autres applications potentielles de RL peuvent être trouvées dans l'éclairage d'affichage6, l'encodage de documents7, la bioimagerie4 la détection de tumeurs8 ou la détection9. Les lasers à colorant à l'état solide ont longtemps été envisagés comme une alternative dans le visible aux lasers à colorants toxiques et complexes, conduisant à des lasers accordables très efficaces, avec des applications potentielles en photonique intégrée10. Des lasers aléatoires peu coûteux et flexibles ont été proposés en introduisant une diffusion aléatoire dans des films organiques dopés au colorant de diverses manières11, notamment en frottant la surface12, en utilisant des cellules vivantes biologiques13, par ablation au laser14 ou en introduisant des nanorods15,16, des films minces polycristallins17, des nématiques cristaux liquides18, nanofeuillets19, agrégats de colorants20, diélectrique21, ZnO22 ou nanoparticules métalliques23. Dans tous ces cas cependant, le milieu de diffusion n'est pas contrôlable, ce qui entraîne une agrégation de particules de diffusion et de nanofils qui conduit à une taille et une distribution efficaces imprévisibles du diffuseur. À ce jour, un laser planaire bidimensionnel (2D) avec un désordre déterministe a été démontré pour des longueurs d'onde non visibles, y compris la gamme Terahertz24,25,26 et le régime infrarouge moyen27,28. Récemment, nous avons rapporté un laser aléatoire unidimensionnel à l'état solide basé sur le désordre déterministe, où des rainures sous-micrométriques ont été creusées dans une fine couche de polymère à l'aide de la lithographie par faisceau d'électrons29. Dans cette lettre, nous étendons cette méthode pour concevoir un laser aléatoire 2D dans des films polymères dopés avec une distribution désordonnée déterministe des trous d'air. Une telle structure 2D bien contrôlée offre la possibilité d'étudier de nouveaux aspects du laser aléatoire sans aucune limitation due aux dommages optiques de l'échantillon. Ici, nous observons des pics laser pointus sous un pompage optique uniforme. Nous confirmons que le laser résulte de la diffusion multiple en montrant comment le spectre d'émission est sensible au pompage local. Le seuil laser est mesuré en fonction de la densité du diffuseur et de la surface de la pompe. Une densité optimale est trouvée là où le seuil laser est minimal et la diffusion est la plus forte, tandis que le contrôle de la cohérence spatiale est obtenu en faisant simplement varier le diamètre du faisceau. Enfin, nous montrons que le spectre d'émission peut être réglé en faisant varier la densité du diffuseur ainsi que la surface de pompage. L'adaptation du désordre dans les films polymères dopés au colorant lasers aléatoires ouvre de nouvelles perspectives pour étudier l'optique non hermitienne, y compris les signatures modales des lasers aléatoires 2D, le rôle des corrélations spatiales30, l'impact de la perturbation locale et des points exceptionnels31, et le contrôle des caractéristiques laser32. La lumière incohérente à large spectre de plusieurs dizaines de nanomètres peut être utilisée pour des applications basées sur l'interférométrie à faible cohérence comme la tomographie par cohérence optique33.

Pour fabriquer notre laser aléatoire à semi-conducteurs 2D, nous utilisons un polymère PMMA (polyméthacrylate de méthyle, de Microchem, USA) d'un poids moléculaire de 495 000 g/mol à une concentration de 6 % en poids dans l'anisole. Il est dopé avec 5 % en poids de colorant laser DCM (d'Exciton) (4-dicyanométhylène-2-méthyl-6-(4-diméthylaminostyryl-4H-pyrane). Le colorant DCM est préféré car il a un spectre de fluorescence centré autour de 600 nm. avec un bon rendement quantique et un décalage de Stokes important (100 nm), ce qui réduit la réabsorption de la lumière émise.

Une couche de polymère PMMA-DCM de 600 nm est déposée sur un substrat de silice fondue (Edmund Optics) par spin-coating (1000 rpm, 60 s)29. La couche de PMMA-DCM obtenue est recuite à 120 \(^{\circ }\)C dans un four pendant 2 h pour induire le processus de polymérisation. L'indice de réfraction de cette couche est \(n=1,54\). Un code Matlab a été développé pour générer les motifs désordonnés 2D pour une fraction de remplissage de surface (FF) donnée de trous, en les positionnant sur une surface circulaire de diamètre D = 1200 \(\upmu\)m, en utilisant une distribution de probabilité uniforme (Mersenne Générateur de nombres pseudo-aléatoires Twister). L'algorithme force une distance minimale bord à bord de 2 \(\upmu\)m entre chaque paire de trous pour éviter les effets de proximité pendant le processus de gravure. La lithographie par faisceau d'électrons en mode raster-scan est utilisée pour sculpter la structure photonique sur le guide d'onde planaire. Pour éviter l'accumulation de charges pendant le processus de lithographie, les échantillons sont recouverts d'un polymère conducteur (Espacer) d'épaisseur 40 nm, retiré après exposition en immergeant l'échantillon dans de l'eau déminéralisée pendant 40 s. Un ensemble d'échantillons de désordre 2D a été préparé, ayant une fraction de remplissage de surface FF = 0,17 %, 0,35 %, 0,70 %, 1,1 %, 1,4 %, 1,9 % et 2,4 %. Tous les échantillons sont préparés dans des conditions identiques. Le diamètre des trous est de 500 nm, pour améliorer la diffusion au voisinage de la première résonance de Mie aux longueurs d'onde d'émission.

Des images SEM haute résolution d'une section de la structure sont présentées sur les figures 1a, b. La méthode de fabrication assure un contraste d'indice de réfraction de 0,54 entre les trous d'air et la couche de polymère.

Structure photonique et configuration expérimentale : (a) Image au microscope électronique à balayage d'une section de l'échantillon de désordre avec une fraction de remplissage de surface de 1,1 %. (b) Vue de dessus agrandie des trous d'air gravés de 500 nm de diamètre. ( c ) Schéma de la configuration expérimentale : modulateur spatial de lumière SLM, laser L, miroirs M1 et M2, extenseurs de faisceau BE1 et BE2, polariseur P, caméra à balayage SC, caméra C sCMOS, objectif de microscope O.

Un laser Nd:YAG à verrouillage de mode doublé en fréquence (\(\lambda\) = 532 nm, énergie de sortie maximale 28 mJ, durée d'impulsion : 20 ps, taux de répétition : 10 Hz, PL2230 Ekspla) est utilisé pour pomper optiquement l'échantillon à une fréquence de répétition de 10 Hz. Le faisceau de pompe est d'abord étendu 5\(\times\) pour être modulé spatialement par un modulateur spatial de lumière (SLM) réfléchissant de 1952 \(\times\) 1088 pixels (HES 6001 de Holoeye, taille de pixel 8,0 \(\upmu\ )m). Le SLM est utilisé ici en mode modulation d'intensité. Le faisceau de pompe est formé circulairement par le SLM avant d'être imagé sur la surface de l'échantillon à l'aide d'un télescope réducteur 4 \(\times\). La surface supérieure de l'échantillon est imagée à l'aide d'une caméra sCMOS (Zyla 4.2 d'Andor, vue diagonale de 22 mm, taille de pixel de 6,5 \(\upmu\)m) placée au sommet d'un microscope à platine fixe (AxioExaminer A1 de Zeiss). Un filtre coupe-bande de 532 nm (NF533-17 de Thorlabs) est utilisé pour éliminer la lumière résiduelle de la pompe. Les modèles générés par ordinateur envoyés au SLM sont utilisés pour contrôler la taille de la pompe et l'énergie de la pompe (niveau d'échelle de gris 0–255) délivrée à l'échantillon. L'énergie de la pompe atteignant l'échantillon est surveillée à l'aide d'un capteur d'énergie laser à photodiode (PD10-C d'Ophir). L'émission laser est collectée dans le plan x–y par un objectif de microscope (20 \(\times\) de Thorlabs) connecté à un spectromètre d'imagerie haute résolution (iHR550 de Horiba) via une fibre multimode. Le spectromètre est équipé d'un réseau de densité de 2400 mm\(^{-1}\), qui fournit une résolution spectrale de 20 pm. Même si les molécules de colorant DCM sont distribuées de manière isotrope à l'intérieur de la matrice polymère PMMA, l'émission laser dans le plan n'est pas uniforme en raison de l'anisotropie de fluorescence34. Nous effectuons donc toutes les mesures dans la direction d'émission maximale. Pour les mesures dans le domaine temporel, la lumière hors du plan diffusée par les trous d'air après avoir traversé le filtre coupe-bande à 532 nm est dirigée vers une caméra à balayage conçue sur mesure (AXIS-QVM). La résolution temporelle de la caméra est de 3 ps pour une mesure monocoup. La configuration expérimentale est illustrée schématiquement sur la figure 1c.

Caractéristiques du laser : (a) Spectre d'émission mesuré pour 4 valeurs différentes de densité d'énergie de pompe (FF = 1,40 %, diamètre de pompe 100 \(\upmu\)m). L'encart montre le spectre de photoluminescence du colorant DCM dans une matrice polymère PMMA, en l'absence de trous d'air. (b) Spectre d'émission mesuré à 2 positions différentes (FF = 1,1 % et diamètre de la pompe 100 \(\upmu\)m). encart : emplacements des pompes sur la surface de l'échantillon (densité des diffuseurs non à l'échelle). ( c ) Intensité intégrée et pleine largeur à mi-hauteur (FWHM) du spectre d'émission tracé en fonction de la densité d'énergie de la pompe. ( d ) FWHM du profil temporel mesuré avec une densité d'énergie de pompe croissante. Encart : profil temporel mesuré en dessous (bleu) et au-dessus du seuil (rouge).

Nous étudions d'abord les caractéristiques laser de l'échantillon avec une fraction de remplissage, FF = 1,40 %, lorsqu'il est pompé optiquement à \(\lambda\) = 532 nm, avec un faisceau circulaire de 100 \(\upmu\)m de diamètre. Les spectres ont été moyennés sur 10 prises de vue. La position de pointe ne change pas d'un coup à l'autre. A faible énergie d'excitation, l'échantillon émet une large émission spontanée. Lorsque l'énergie de la pompe dépasse un certain seuil d'émission laser, des pics discrets de largeur de raie ultra-étroite apparaissent dans le spectre d'émission, comme le montre la figure 2a. La pleine largeur à mi-hauteur (FWHM) du mode laser individuel est de 0,2 nm, qui est la limite de résolution du spectromètre, et est d'un ordre de grandeur inférieur à la largeur de raie de 21 nm d'émission spontanée mesurée en dessous du seuil. L'observation de caractéristiques spectrales ultra-étroites dans le pic de gain du colorant DCM est une indication claire d'oscillations laser cohérentes. Les spectres d'émission mesurés pour deux emplacements de pompe différents sur l'échantillon sont illustrés à la Fig. 2b. Étant donné que différentes régions de la structure désordonnée sont sondées, une excitation cohérente de différents modes associés à différentes configurations de désordre est observée. Par conséquent, le positionnement aléatoire de la pompe générera des spectres d'émission aléatoires. Bien que la position des trous soit déterminée par conception et que la structure elle-même ne soit pas à proprement parler aléatoire, néanmoins, la dépendance spectrale avec la région de pompage est la signature du caractère aléatoire de ce dispositif laser. Cette dépendance du spectre laser avec la position de la pompe a récemment été utilisée pour contrôler l'émission laser aléatoire en façonnant spatialement le profil d'intensité de la pompe29,35,36.

Seuil, longueur d'onde d'émission, modes laser par rapport à la zone de pompage : (a) Spectre d'émission normalisé enregistré pour des zones de pompage de 0,012 mm\(^{2}\), 0,023 mm\(^{2}\) et 0,400 mm\(^ {2}\) (b) La densité d'énergie de la pompe au seuil de lasing, \(I_{th}\), est tracée en fonction de la surface de la pompe, A, pour un échantillon ayant une fraction de remplissage FF = 0,17 %. Les données ont été ajustées par une loi de puissance, \(I_{th}\) = \(0.005/A^{0.57}\). ( c ) Pic central du spectre d'émission tracé en fonction de la surface de la pompe.

L'intensité intégrée et la pleine largeur à mi-hauteur (FWHM) du spectre d'émission enregistré pour un diamètre de pompe de 1000 \(\upmu\)m sont présentées à la Fig. 2c en fonction de la densité d'énergie de pompe incidente pour un échantillon avec FF = 1,1 %. Le comportement du seuil laser est confirmé par le changement de pente de l'intensité intégrée et la chute rapide de la FWHM du spectre d'émission. Cela se produit pour cet échantillon particulier à une densité d'énergie de pompe de 2,3 ± 0,23 \(\upmu\)J/mm\(^{2}\).

Le profil d'impulsion temporelle de l'émission laser est mesuré avec la caméra à balayage pour augmenter l'énergie de puissance de la pompe. L'encart de la Fig. 2d montre le profil temporel mesuré pour l'intensité de la pompe en dessous et au-dessus du seuil. Lorsque la puissance de la pompe est inférieure au seuil, les molécules de colorant subissent une décroissance spontanée, un processus relativement lent, qui se traduit par une décroissance exponentielle lente (FWHM = 0,20 ns). Lorsque le système est pompé au-dessus du seuil, le profil d'impulsion se rétrécit considérablement et devient similaire au profil de l'impulsion de pompe (FWHM = 20 ps). Le comportement de seuil est caractérisé dans le domaine temporel en traçant la largeur d'impulsion en fonction de l'augmentation de la densité d'énergie de la pompe (Fig. 2d). Le point d'inflexion se produit à une densité d'énergie de pompe de 2,1 ± 0,32 \(\upmu\)J/mm\(^{2}\), qui se situe dans les barres d'erreur de la valeur seuil trouvée sur la Fig. 2c.

Des études antérieures montrent que la cohérence spatiale aléatoire du laser peut être contrôlée en ajustant la force de diffusion et la géométrie de la pompe37. Fondamentalement, l'augmentation du nombre de modes laser non corrélés réduit la cohérence spatiale du RL. Ceci est simplement réalisé dans notre cas en augmentant la surface de la pompe. La figure 3a montre les spectres d'émission enregistrés pour trois zones de pompage différentes de 0,012 mm\(^{2}\), 0,023 mm\(^{2}\) et 0,400 mm\(^{2}\).

Pour une petite surface de pompe, les pics de laser peuvent être résolus spectralement, comme le montre la figure 3a (graphique bleu). Pour un diamètre de pompe plus grand (> 250 \ (\ upmu \) m), la densité modale devient importante et les pics laser se chevauchent fortement spectralement (graphique brun sur la Fig. 3a). En augmentant encore la surface de pompage, le spectre d'émission apparaît quasi-continu en raison de la densité de mode laser élevée. Cela montre la possibilité de contrôler la cohérence spatiale de ce dispositif en faisant simplement varier le diamètre du faisceau. Ensuite, nous étudions la dépendance du seuil de lasing sur la surface de la pompe pour un échantillon ayant FF = 0,17 %. Le seuil laser en fonction du diamètre du point de pompe est illustré à la Fig. 3b. Le diamètre du spot de pompe, qui varie entre 120 et 1000 \(\upmu\)m, est directement mesuré en imageant la surface de l'échantillon par le haut. Le seuil laser est mesuré en traçant le maximum du spectre d'émission en fonction de l'intensité de la pompe. Pour un petit diamètre de pompe où les spectres d'émission ont des pics laser multiples discrets (tracé bleu sur la figure 3a), nous considérons le nombre d'intensité du pic le plus élevé, qui est proche du centre des spectres d'émission. Pour un diamètre de pompe plus grand, lorsque le chevauchement de mode est fort (tracé marron sur la Fig. 3a), le maximum du spectre d'émission global est pris en compte. Nous trouvons que les données expérimentales sont bien ajustées par une loi de puissance, avec un exposant \(-0.57\). Ceci est cohérent avec les valeurs rapportées dans la littérature38. La dépendance de la loi de puissance du seuil laser sur la surface de la pompe est attribuée à la diminution de la probabilité de retour de la lumière diffusée dans le volume de gain avec la diminution de la taille de la pompe38,39. Fait intéressant, nous observons également un décalage spectral dans le pic du spectre d'émission lors de la variation de la zone de pompe. Pour une densité d'énergie de pompe donnée, une zone de pompe plus grande émet un spectre d'émission décalé vers le rouge par rapport au spectre d'émission d'une zone de pompe plus petite. La figure 3c montre le décalage vers le rouge du spectre d'émission avec l'augmentation de la surface de pompage. Un décalage total de 7 nm est observé lorsque le diamètre de la pompe varie de 100 à 1000 \(\upmu\)m. Nous suggérons une explication possible à cette observation. La diffusion hors du plan est le mécanisme de perte dominant dans notre système, car la réabsorption par le colorant DCM est négligeable. En fait, ce mécanisme contribue à la perte de deux manières différentes, qui doivent être compensées par le gain40 : (a) "Perte verticale" dans la région de gain, qui est uniforme en moyenne et n'affecte pas la nature des modes ; (b) "Fuite" au-delà de la région de gain, où les photons sont perdus et ne reviennent jamais dans la région de gain. Cette perte locale induit un confinement modal, une redistribution de l'intensité modale et un décalage de fréquence41. Pour une grande zone de pompage, le premier mécanisme de perte domine et est avantageusement réduit en passant à des longueurs d'onde plus longues, puisque la diffusion verticale hors plan diminue vers des longueurs d'onde plus grandes. Lors du pompage d'une zone plus petite, la fuite est naturellement réduite en augmentant la diffusion dans la région de gain. L'augmentation de la diffusion est obtenue par un déplacement vers des longueurs d'onde plus petites (blueshift), où la diffusion est plus forte.

Nous étudions maintenant le rôle de la densité des trous d'air sur le laser aléatoire. Les caractéristiques laser des échantillons avec différentes fractions de remplissage (FF = 0,17 % à 2,43 %) sont mesurées pour un diamètre de pompe de 1000 \(\upmu\)m. Le diamètre du spot a été élargi pour augmenter le nombre de modes jusqu'à un point où le chevauchement spectral lisse le spectre d'émission laser. La figure 4a montre que le seuil de lasing diminue d'abord avec l'augmentation de la fraction de remplissage, puis augmente pour l'échantillon avec une fraction de remplissage supérieure à FF = 0,70\(\%\).

Seuil de lasing et décalage d'émission par rapport à la fraction de remplissage : (a) Le seuil de lasing est tracé pour des échantillons avec différentes fractions de remplissage (FF). ( b ) Pics centraux mesurés des spectres d'émission laser aléatoires 2D tracés pour des échantillons avec une fraction de remplissage différente allant de 0, 17 à 2, 43%. Toutes les mesures sont effectuées à un diamètre de point de pompe de 1 mm. ( c ) Image au microscope optique d'un échantillon laser avec FF = 1, 4%. (d) Zoom sur (c).

En interpolant les données, nous pouvons estimer grossièrement la fraction de remplissage optimale, FF = 0,55%, correspondant au seuil de lasing minimum, qui est atteint lorsque la diffusion est la plus forte, les modes sont les plus confinés et les pertes modales sont minimales. Nous pensons que la chute rapide observée sur la Fig. 3a est une signature de la proximité avec la localisation d'Anderson42. Ceci est étayé par l'estimation du libre parcours moyen, \(\ell\), dans l'approximation de diffusion indépendante (IPA)43, et de la longueur de localisation, \(\xi\), à partir d'une théorie basée sur la diffusion 2D44. Pour des cylindres à air infinis (indice 1) en matériau diélectrique (indice 1,54), à la longueur d'onde 608nm et pour FF = 0,55%, on trouve \(\ell\) = 466 nm et \(\xi\) = 900 \(\ upmu\)m, ce qui est comparable aux dimensions de l'échantillon (1200 \(\upmu\)m). Fait intéressant, le laser aléatoire sonde ici l'impact de la diffusion dépendante sur l'extension modale. En effet, au sein de l'IPA qui s'applique aux faibles densités, le libre parcours moyen, qui mesure la force de diffusion du milieu désordonné, est égal à l'inverse de la densité numérique du diffuseur43. Cependant, à des densités plus élevées, l'IPA se décompose, l'interaction entre les diffuseurs ne peut plus être négligée et le libre parcours moyen devrait à nouveau augmenter45. Notre mesure de la dépendance du seuil avec la densité de diffuseur nous permet d'identifier la densité optimale où la diffusion multiple est la plus forte. Nous avons également mesuré la photostabilité de notre RL. Nous avons constaté que l'intensité intégrée mesurée dans un échantillon avec une fraction de remplissage de 0,70 % pompée à 1 \(\upmu\)J/mm\(^2\) est réduite de moitié après 25 000 impulsions laser de pompe, ce qui correspond à 41 min.

Un autre résultat intéressant de cette étude est l'observation d'un décalage vers le bleu du spectre d'émission lorsque la densité des trous d'air augmente. La figure 4b montre une dépendance linéaire du décalage spectral avec l'augmentation de la fraction de remplissage. Fait intéressant, le laser aléatoire peut être réglé sur 10 nm. Ici, nous ne sommes limités que par un seuil élevé et des dommages optiques pour les fractions de remplissage supérieures à FF = 2,43 % (voir Fig. 4a). Mais en principe, la plage d'accordabilité du laser aléatoire peut être facilement augmentée en considérant un échantillon plus grand et une zone pompée plus grande. Nous attribuons ce décalage vers le bleu à la diminution de l'indice de réfraction moyen avec l'augmentation de la densité des trous d'air. En effet, une cavité répartie aléatoirement sera toujours résonnante pour la même longueur d'onde, \(\lambda _{res}~=~c/(n\times f_{res})\), indépendamment de l'indice de réfraction, n, dans la cavité. Par conséquent, la fréquence de résonance, \(f_{res}\), doit augmenter de manière linéaire avec la diminution de n (augmentation de FF), ce qui se traduit par le décalage vers le bleu observé. Les figures 4c, d montrent l'image au microscope optique à deux échelles différentes de l'émission laser aléatoire hors du plan d'un échantillon avec une fraction de remplissage de 1,4 %.

En conclusion, nous avons démontré et étudié l'action laser aléatoire dans le visible d'une structure planaire active à base de polymère 2D avec un trouble de diffusion déterministe. Des résonances nettes et distinctes sont observées pour une petite surface de pompe, en raison d'une diffusion multiple cohérente. En modifiant la densité du diffuseur, nous trouvons la concentration optimale qui maximise la diffusion et minimise le seuil laser. L'influence de la surface de la pompe sur les caractéristiques de l'effet laser a été étudiée, fournissant une accordabilité spectrale et une cohérence spatiale contrôlable. Ce nouveau dispositif RL peut être utilisé pour contrôler l'émission laser35,36,46 ainsi que la directionnalité32 en utilisant la méthode itérative de mise en forme de la pompe. L'imagerie en champ proche de la surface supérieure devrait permettre d'évaluer le régime de forte localisation et de confinement modal à la concentration critique29. Un tel dispositif peut être utilisé pour explorer des systèmes photoniques non hermitiens et peut trouver des applications dans la production de nouveaux matériaux fonctionnels photoniques 2D avec des applications possibles en bio-imagerie.

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

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Nous remercions les Prs. Hui Cao et Alexey Yamilov pour des discussions utiles. Nous sommes reconnaissants au Dr Leonid Wolfson pour son dévouement au laboratoire, ainsi qu'au Dr Yossi Abulafia pour son aide dans le processus de fabrication et à l'Institut Bar-Ilan de nanotechnologie et de matériaux avancés pour avoir fourni des installations de fabrication. Cette recherche a été soutenue par Israel Science Foundation (1871/15, 2074/15 et 2630/20); United States-Israel Binational Science Foundation (2015694 et 2021811). Programme de bourses postdoctorales PBC du Conseil israélien pour l'enseignement supérieur.

Département de physique, The Jack and Pearl Resnick Institute for Advanced Technology, Bar-Ilan University, 5290002, Ramat Gan, Israël

Bhupesh Kumar, Ran Homri et Patrick Sebbah

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BK a fabriqué tous les échantillons. BK a mené la ou les expériences. RH a écrit du code Matlab pour contrôler la taille de la pompe. BK et PS ont analysé les résultats. PS et BK ont rédigé le manuscrit. Tous les auteurs ont examiné le manuscrit.

Correspondance à Patrick Sebbah.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Réimpressions et autorisations

Kumar, B., Homri, R. & Sebbah, P. Laser aléatoire tout solide accordable 2D dans le visible. Sci Rep 13, 8337 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-35388-x

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Reçu : 12 février 2023

Accepté : 17 mai 2023

Publié: 23 mai 2023

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

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