2D ajustable todo

Scientific Reports volumen 13, Número de artículo: 8337 (2023) Citar este artículo

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Se demuestra un láser aleatorio de estado sólido bidimensional (2D) que emite en el visible, en el que la retroalimentación óptica es proporcionada por una disposición desordenada controlada de orificios de aire en una película de polímero dopada con tinte. Encontramos una densidad de dispersión óptima para la cual el umbral es mínimo y la dispersión es la más fuerte. Mostramos que la emisión del láser se puede desplazar hacia el rojo ya sea disminuyendo la densidad del dispersor o aumentando el área de la bomba. Mostramos que la coherencia espacial se controla fácilmente variando el área de bombeo. Dicho láser aleatorio 2D proporciona una fuente de láser sintonizable en chip compacta y una plataforma única para explorar la fotónica no hermítica en el visible.

Los láseres convencionales son conocidos por su alta coherencia espacial debido a su número limitado de modos espaciales. Debido a esta propiedad, la emisión del láser es altamente direccional. Por otro lado, la alta coherencia espacial provoca ruido moteado1, que es un efecto no deseado en los sistemas de visualización basados en láser, ya que destruye el contenido de la información y reduce la resolución2. Los láseres aleatorios (RL) son una nueva clase de láseres, en los que la luz está confinada por dispersión elástica múltiple en un medio desordenado activo3. Los RL son una alternativa interesante a los láseres convencionales, ya que pueden proporcionar una coherencia espacial baja debido a la radiación de varios modos láser no correlacionados4. Dichos dispositivos láser pueden prevenir la formación de motas y producir imágenes de alta calidad similares a las producidas por fuentes convencionales espacialmente incoherentes, como los diodos emisores de luz5. Otras posibles aplicaciones de RL se pueden encontrar en la iluminación de pantallas6, la codificación de documentos7, la bioimagen4, la detección de tumores8 o la detección9. Los láseres de colorante de estado sólido se han previsto durante mucho tiempo como una alternativa en lo visible a los láseres de colorante tóxicos y complejos, lo que lleva a láseres sintonizables altamente eficientes, con aplicaciones potenciales en fotónica integrada10. Se han propuesto láseres aleatorios flexibles y de bajo costo mediante la introducción de dispersión aleatoria en películas orgánicas dopadas con tinte de varias maneras11, incluido el frotamiento de la superficie12, el uso de células vivas biológicas13, la ablación con láser14 o la introducción de nanorods15,16, película delgada policristalina17, nematic cristales líquidos18, nanoláminas19, agregados de colorantes20, dieléctricos21, ZnO22 o nanopartículas metálicas23. Sin embargo, en todos estos casos, el medio de dispersión no es controlable, lo que da como resultado la agregación de partículas de dispersión y nanocables que conducen a una distribución y un tamaño efectivos del dispersor impredecibles. Hasta la fecha, se ha demostrado el láser aleatorio bidimensional (2D) de guía de onda plana con desorden determinista para longitudes de onda no visibles, incluido el rango de terahercios24,25,26 y el régimen de infrarrojo medio27,28. Recientemente, informamos un láser aleatorio de estado sólido unidimensional basado en un desorden determinista, donde se tallaron ranuras submicrométricas en una capa delgada de polímero utilizando litografía de haz de electrones29. En esta carta, ampliamos este método para diseñar un láser aleatorio 2D en películas de polímero dopadas con tinte con una distribución desordenada determinista de agujeros de aire. Una estructura tan bien controlada en 2D ofrece la posibilidad de investigar nuevos aspectos del láser aleatorio sin ninguna limitación debido al daño óptico de la muestra. Aquí, observamos picos de láser agudos bajo un bombeo óptico uniforme. Confirmamos que el láser es el resultado de la dispersión múltiple al mostrar cómo el espectro de emisión es sensible al bombeo local. El umbral de acción láser se mide en función de la densidad del dispersor y el área de bombeo. Se encuentra una densidad óptima donde el umbral del láser es mínimo y la dispersión es la más fuerte, mientras que el control de la coherencia espacial se logra simplemente variando el diámetro del haz. Finalmente, mostramos que el espectro de emisión se puede ajustar variando la densidad del dispersor y el área de la bomba. Adaptar el desorden en películas de polímeros dopados con tinte de láseres aleatorios abre nuevas perspectivas para investigar la óptica no hermitiana, incluidas las firmas modales de láseres aleatorios 2D, el papel de las correlaciones espaciales30, el impacto de la perturbación local y los puntos excepcionales31, y el control de las características del láser32. La luz incoherente con un amplio espectro de varias decenas de nanómetros se puede utilizar para aplicaciones basadas en interferometría de baja coherencia, como la tomografía de coherencia óptica33.

Para fabricar nuestro láser aleatorio de estado sólido 2D, utilizamos polímero PMMA (polimetilmetacrilato, de Microchem, EE. UU.) con un peso molecular de 495000 g/mol a una concentración del 6 % en peso en anisol. Está dopado con un 5 % en peso de tinte láser DCM (de Exciton) (4-dicianometilen-2-metil-6-(4-dimetilaminoestiril-4H-pirano). Se prefiere el tinte DCM porque tiene un espectro de fluorescencia centrado alrededor de 600 nm. con un buen rendimiento cuántico y un gran desplazamiento de Stokes (100 nm), lo que reduce la reabsorción de la luz emitida.

Se deposita una capa de polímero de PMMA-DCM de 600 nm sobre un sustrato de sílice fundida (Edmund Optics) mediante revestimiento por rotación (1000 rpm, 60 s)29. La capa de PMMA-DCM obtenida se recoce a 120 \(^{\circ }\)C en un horno durante 2 h para inducir el proceso de polimerización. El índice de refracción de esta capa es \(n=1,54\). Se ha desarrollado un código Matlab para generar los patrones desordenados 2D para una determinada fracción de relleno de superficie (FF) de agujeros, posicionándolos en una superficie circular de diámetro D = 1200 \(\upmu\)m, utilizando una distribución de probabilidad uniforme (Mersenne Generador de números pseudoaleatorios Twister). El algoritmo fuerza una distancia mínima de borde a borde de 2 \(\upmu\)m entre cada par de orificios para evitar efectos de proximidad durante el proceso de grabado. Se utiliza litografía de haz de electrones en modo de barrido de trama para tallar la estructura fotónica en la guía de onda plana. Para evitar la acumulación de carga durante el proceso de litografía, las muestras se recubren con un polímero conductor (Espacer) de 40 nm de espesor, que se elimina después de la exposición sumergiendo la muestra en agua desionizada durante 40 s. Se preparó un conjunto de muestras de desorden 2D, con una fracción de relleno superficial FF = 0,17 %, 0,35 %, 0,70 %, 1,1 %, 1,4 %, 1,9 % y 2,4 %. Todas las muestras se preparan en condiciones idénticas. El diámetro de los agujeros es de 500 nm, para mejorar la dispersión en las proximidades de la primera resonancia de Mie en las longitudes de onda de emisión.

Las imágenes SEM de alta resolución de una sección de la estructura se muestran en la Fig. 1a,b. El método de fabricación garantiza un contraste de índice de refracción de 0,54 entre los orificios de ventilación y la capa de polímero.

Estructura fotónica y configuración experimental: (a) Imagen de microscopio electrónico de barrido de una sección de la muestra desordenada con una fracción de relleno superficial del 1,1 %. (b) Vista superior ampliada de los orificios de aire grabados de 500 nm de diámetro. ( c ) Esquema de la configuración experimental: modulador de luz espacial SLM, láser L, espejos M1 y M2, expansores de haz BE1 y BE2, polarizador P, cámara de rayas SC, cámara C sCMOS, objetivo de microscopio O.

Se utiliza un láser Nd:YAG con bloqueo de modo duplicado de frecuencia (\(\lambda\) = 532 nm, energía de salida máxima 28 mJ, duración del pulso: 20 ps, tasa de repetición: 10 Hz, PL2230 Ekspla) para bombear ópticamente la muestra a una frecuencia de repetición de 10 Hz. El haz de bombeo primero se expande 5\(\times\) para ser modulado espacialmente por un modulador de luz espacial reflectante (SLM) de 1952 \(\times\) 1088 píxeles (HES 6001 de Holoeye, tamaño de píxel 8,0 \(\upmu\ )metro). El SLM se utiliza aquí en el modo de modulación de intensidad. El SLM le da forma circular al haz de la bomba antes de generar una imagen en la superficie de la muestra con un telescopio reductor de 4 \(\times\). Se obtienen imágenes de la superficie superior de la muestra con una cámara sCMOS (Zyla 4.2 de Andor, vista diagonal de 22 mm, tamaño de píxel de 6,5 \(\upmu\)m) colocada en la parte superior de un microscopio de platina fija (AxioExaminer A1 de Zeiss). Se utiliza un filtro de muesca de 532 nm (NF533-17 de Thorlabs) para eliminar la luz residual de la bomba. Los patrones generados por computadora que se envían al SLM se utilizan para controlar el tamaño de la bomba y la energía de la bomba (nivel de escala de grises de 0 a 255) que se entregan a la muestra. La energía de la bomba que llega a la muestra se controla mediante un sensor de energía láser de fotodiodo (PD10-C de Ophir). La emisión de láser se recoge en el plano x–y mediante un objetivo de microscopio (20 \(\times\) de Thorlabs) conectado a un espectrómetro de imágenes de alta resolución (iHR550 de Horiba) a través de una fibra multimodo. El espectrómetro está equipado con una rejilla de densidad de 2400 mm\(^{-1}\), que proporciona una resolución espectral de 20 pm. Aunque las moléculas de colorante DCM se distribuyen isotrópicamente dentro de la matriz polimérica de PMMA, la emisión de láser en el plano no es uniforme debido a la anisotropía de la fluorescencia34. Por lo tanto, realizamos todas las mediciones en la dirección de máxima emisión. Para las mediciones en el dominio del tiempo, la luz fuera del plano dispersada por los orificios de aire después de pasar por el filtro de muesca a 532 nm se dirige hacia una cámara de rayas de diseño personalizado (AXIS-QVM). La resolución temporal de la cámara es de 3 ps para la medición de disparo único. La configuración experimental se ilustra esquemáticamente en la Fig. 1c.

Características del láser: (a) Espectro de emisión medido para 4 valores diferentes de densidad de energía de la bomba (FF = 1,40 %, diámetro de la bomba 100 \(\upmu\)m). El recuadro muestra el espectro de fotoluminiscencia del colorante DCM en una matriz polimérica de PMMA, en ausencia de orificios de ventilación. (b) Espectro de emisión medido en 2 posiciones diferentes (FF = 1,1 % y diámetro de la bomba 100 \(\upmu\)m). recuadro: ubicaciones de la bomba en la superficie de la muestra (la densidad de los dispersores no está a escala). (c) Intensidad integrada y ancho total a la mitad del máximo (FWHM) del espectro de emisión representado en función de la densidad de energía de la bomba. ( d ) FWHM del perfil temporal medido con una densidad de energía de bombeo creciente. Recuadro: perfil temporal medido por debajo (azul) y por encima del umbral (rojo).

Primero investigamos las características del láser de la muestra con fracción de relleno, FF = 1,40 %, cuando se bombea ópticamente a \(\lambda\) = 532 nm, con un haz circular de 100 \(\upmu\)m de diámetro. Los espectros se han promediado sobre 10 disparos. La posición del pico no cambia de un disparo a otro. A baja energía de excitación, la muestra emite una amplia emisión espontánea. Cuando la energía de la bomba excede algún umbral de emisión de láser, emergen picos discretos de ancho de línea ultra estrecho en el espectro de emisión, como se muestra en la Fig. 2a. El ancho completo a la mitad del máximo (FWHM) del modo láser individual es de 0,2 nm, que es el límite de resolución del espectrómetro, y es mucho más pequeño que el ancho de línea de 21 nm de la emisión espontánea medida por debajo del umbral. La observación de características espectrales ultraestrechas dentro del pico de ganancia del colorante DCM es una clara indicación de oscilaciones láser coherentes. Los espectros de emisión medidos para dos ubicaciones de bomba diferentes en la muestra se muestran en la Fig. 2b. Debido a que se sondean diferentes regiones de la estructura desordenada, se observa una excitación coherente de diferentes modos asociados con diferentes configuraciones de desorden. Como resultado, el posicionamiento aleatorio de la bomba generará espectros de emisión aleatorios. Aunque la posición de los orificios está determinada por el diseño y la estructura en sí misma no es estrictamente aleatoria, la dependencia espectral con la región de bombeo es la firma de la naturaleza aleatoria de este dispositivo láser. Esta dependencia del espectro láser con la posición de la bomba se ha aprovechado recientemente para controlar la emisión aleatoria de láser mediante la configuración espacial del perfil de intensidad de la bomba29,35,36.

Umbral, longitud de onda de emisión, modos de láser versus área de bombeo: (a) Espectro de emisión normalizado registrado para áreas de bombeo de 0,012 mm\(^{2}\), 0,023 mm\(^{2}\) y 0,400 mm\(^ {2}\) (b) La densidad de energía de la bomba en el umbral de emisión de láser, \(I_{th}\), se representa en función del área de la bomba, A, para una muestra que tiene una fracción de llenado FF = 0,17 %. Los datos han sido ajustados por una ley de potencia, \(I_{th}\) = \(0.005/A^{0.57}\). ( c ) Pico central del espectro de emisión representado frente al área de la bomba.

La intensidad integrada y el ancho total a la mitad del máximo (FWHM) del espectro de emisión registrado para un diámetro de bomba de 1000 \(\upmu\)m se muestran en la Fig. 2c como una función de la densidad de energía incidente de la bomba para una muestra con FF = 1,1%. El comportamiento del umbral de láser se confirma por el cambio en la pendiente de la intensidad integrada y la rápida caída del FWHM del espectro de emisión. Esto ocurre para esta muestra en particular a una densidad de energía de bombeo de 2,3 ± 0,23 \(\upmu\)J/mm\(^{2}\).

El perfil de pulso temporal de la emisión láser se mide con la cámara de rayos para aumentar la energía de potencia de la bomba. El recuadro en la Fig. 2d muestra el perfil temporal medido para la intensidad de la bomba por debajo y por encima del umbral. Cuando la potencia de la bomba está por debajo del umbral, las moléculas de colorante experimentan una descomposición espontánea, un proceso relativamente lento, que da como resultado una caída exponencial lenta (FWHM = 0,20 ns). Cuando el sistema se bombea por encima del umbral, el perfil de pulso se estrecha drásticamente y se vuelve similar al perfil del pulso de bombeo (FWHM = 20 ps). El comportamiento del umbral se caracteriza en el dominio del tiempo trazando el ancho del pulso en función del aumento de la densidad de energía de la bomba (Fig. 2d). El punto de inflexión ocurre en una densidad de energía de la bomba de 2,1 ± 0,32 \(\upmu\)J/mm\(^{2}\), que está dentro de las barras de error del valor umbral que se encuentra en la Fig. 2c.

Estudios anteriores muestran que la coherencia espacial del láser aleatorio se puede controlar ajustando la fuerza de dispersión y la geometría de la bomba37. Fundamentalmente, aumentar el número de modos de láser no correlacionados reduce la coherencia espacial de la RL. Esto se logra simplemente en nuestro caso aumentando el área de la bomba. La figura 3a muestra los espectros de emisión registrados para tres áreas de bomba diferentes de 0,012 mm\(^{2}\), 0,023 mm\(^{2}\) y 0,400 mm\(^{2}\).

Para un área de bomba pequeña, los picos de láser se pueden resolver espectralmente como se ve en la Fig. 3a (gráfico azul). Para un diámetro de bomba más grande (> 250 \(\upmu\)m), la densidad modal se vuelve grande y los picos de láser se superponen fuertemente espectralmente (gráfico marrón en la Fig. 3a). Al aumentar aún más el área de la bomba, el espectro de emisión parece casi continuo debido a la alta densidad del modo láser. Esto demuestra la capacidad de controlar la coherencia espacial de este dispositivo simplemente variando el diámetro del haz. A continuación, investigamos la dependencia del umbral de emisión láser en el área de la bomba para una muestra que tiene FF = 0,17 %. El umbral del láser frente al diámetro del punto de bombeo se muestra en la Fig. 3b. El diámetro del punto de bombeo, que varía entre 120 y 1000 \(\upmu\)m, se mide directamente tomando imágenes de la superficie de la muestra desde la parte superior. El umbral del láser se mide trazando el máximo del espectro de emisión en función de la intensidad de la bomba. Para un diámetro de bomba pequeño donde los espectros de emisión tienen picos láser múltiples discretos (gráfico azul en la Fig. 3a), consideramos el conteo de intensidad del pico más alto, que está cerca del centro de los espectros de emisión. Para diámetros de bomba más grandes, cuando la superposición de modos es fuerte (gráfico marrón en la Fig. 3a), se considera el máximo del espectro de emisión global. Encontramos que los datos experimentales están bien ajustados por una ley de potencia, con un exponente \(-0.57\). Esto es consistente con los valores reportados en la literatura38. La dependencia de la ley de potencia del umbral del láser en el área de la bomba se atribuye a la disminución en la probabilidad de retorno de la luz dispersada en el volumen de ganancia con la disminución del tamaño de la bomba38,39. Curiosamente, también observamos un cambio espectral en el pico del espectro de emisión cuando variamos el área de la bomba. Para una densidad de energía de bomba dada, un área de bomba más grande emite un espectro de emisión desplazado hacia el rojo en comparación con el espectro de emisión en un área de bomba más pequeña. La figura 3c muestra el desplazamiento hacia el rojo del espectro de emisión con el aumento del área de bombeo. Se observa un desplazamiento total de 7 nm cuando el diámetro de la bomba varía de 100 a 1000 \(\upmu\)m. Sugerimos una posible explicación para esta observación. La dispersión fuera del plano es el mecanismo de pérdida dominante en nuestro sistema, ya que la reabsorción por el colorante DCM es insignificante. En realidad, este mecanismo contribuye a la pérdida de dos maneras diferentes, que deben equilibrarse con la ganancia40: (a) "Pérdida vertical" en la región de ganancia, que es uniforme en promedio y no afecta la naturaleza de los modos; (b) "Fuga" más allá de la región de ganancia, donde los fotones se pierden y nunca regresan a la región de ganancia. Esta pérdida local induce el confinamiento modal, la redistribución de la intensidad modal y el cambio de frecuencia41. Para áreas de bombeo grandes, el mecanismo de primera pérdida domina y se reduce ventajosamente cambiando a longitudes de onda más largas, ya que la dispersión vertical fuera del plano disminuye hacia longitudes de onda más grandes. Cuando se bombea un área más pequeña, la fuga se reduce naturalmente al aumentar la dispersión dentro de la región de ganancia. El aumento de la dispersión se logra mediante un cambio hacia longitudes de onda más pequeñas (desplazamiento al azul), donde la dispersión es más fuerte.

Ahora investigamos el papel de la densidad de los agujeros de aire en el láser aleatorio. Las características de láser de muestras con diferentes fracciones de llenado (FF = 0,17% a 2,43%) se miden para un diámetro de bomba de 1000 \(\upmu\)m. El diámetro del punto se ha ampliado para aumentar el número de modos hasta un punto en el que la superposición espectral suaviza el espectro de emisión del láser. La Figura 4a muestra que el umbral de emisión láser primero disminuye con el aumento de la fracción de llenado, luego aumenta para la muestra con una fracción de llenado por encima de FF = 0,70\(\%\).

Umbral de acción láser y cambio de emisión frente a fracción de llenado: (a) El umbral de acción láser se traza para muestras con diferentes fracciones de llenado (FF). (b) Picos centrales medidos de los espectros de emisión láser aleatorios 2D trazados para muestras con diferentes fracciones de llenado que van desde 0,17 a 2,43%. Todas las mediciones se realizan en un diámetro de punto de bombeo de 1 mm. ( c ) Imagen de microscopio óptico de muestra de láser con FF = 1.4%. (d) Haga zoom en (c).

Al interpolar los datos, podemos estimar aproximadamente la fracción de llenado óptima, FF = 0,55 %, correspondiente al umbral mínimo de emisión de láser, que se alcanza cuando la dispersión es más fuerte, los modos están más confinados y las pérdidas modales son mínimas. Creemos que la caída rápida observada en la Fig. 3a es una firma de la proximidad a la localización de Anderson42. Esto se respalda al estimar el camino libre medio, \(\ell\), dentro de la aproximación de dispersión independiente (IPA)43, y la longitud de localización, \(\xi\), a partir de una teoría basada en la difusión 2D44. Para cilindros de aire infinitos (índice 1) en material dieléctrico (índice 1,54), a una longitud de onda de 608 nm y para FF = 0,55 %, encontramos \(\ell\) = 466 nm y \(\xi\) = 900 \(\ upmu\)m, que es comparable a las dimensiones de la muestra (1200 \(\upmu\)m). Curiosamente, las sondas láser aleatorias analizan aquí el impacto de la dispersión dependiente en la extensión modal. De hecho, dentro del IPA que vale para densidades bajas, el camino libre medio, que mide la fuerza de dispersión de las escalas medias desordenadas como el inverso de la densidad numérica del dispersor43. Sin embargo, a densidades más altas, el IPA se descompone, la interacción entre los dispersores ya no puede despreciarse y se espera que el camino libre medio aumente de nuevo45. Nuestra medida de la dependencia del umbral con la densidad del dispersor nos permite identificar la densidad óptima donde la dispersión múltiple es más fuerte. También hemos medido la fotoestabilidad de nuestro RL. Descubrimos que la intensidad integrada medida en una muestra con una fracción de llenado del 0,70 % bombeada a 1 \(\upmu\)J/mm\(^2\) se reduce a la mitad después de 25 000 pulsos de láser de bombeo, que corresponden a 41 min.

Otro resultado interesante de este estudio es la observación de un desplazamiento hacia el azul del espectro de emisión cuando aumenta la densidad de los orificios de ventilación. La Figura 4b muestra una dependencia lineal del cambio espectral con una fracción de llenado creciente. Curiosamente, el láser aleatorio se puede sintonizar a más de 10 nm. Aquí, solo estamos limitados por el umbral alto y el daño óptico para fracciones de llenado por encima de FF = 2.43% (ver Fig. 4a). Pero, en principio, el rango de sintonizabilidad del láser aleatorio se puede aumentar fácilmente considerando una muestra más grande y un área bombeada más grande. Atribuimos este cambio al azul a la disminución del índice de refracción promedio con el aumento de la densidad de los agujeros de aire. De hecho, una cavidad distribuida aleatoriamente será siempre resonante para la misma longitud de onda, \(\lambda _{res}~=~c/(n\times f_{res})\), independientemente del índice de refracción, n, dentro de la cavidad Por lo tanto, la frecuencia de resonancia, \(f_{res}\), debe aumentar linealmente con la disminución de n (aumento de FF), lo que se traduce en el desplazamiento hacia el azul observado. Las Figuras 4c,d muestran la imagen del microscopio óptico a dos escalas diferentes de la emisión láser aleatoria fuera del plano de una muestra con una fracción de relleno del 1,4 %.

En conclusión, hemos demostrado e investigado la acción láser aleatoria en lo visible de una estructura plana activa basada en polímeros 2D con desorden de dispersión determinista. Se observan resonancias distintas y agudas para áreas de bombeo pequeñas, debido a la dispersión múltiple coherente. Al cambiar la densidad del dispersor, encontramos la concentración óptima que maximiza la dispersión y minimiza el umbral de emisión de láser. Se ha investigado la influencia del área de la bomba en las características del láser, proporcionando sintonizabilidad espectral y coherencia espacial controlable. Este nuevo dispositivo RL se puede utilizar para controlar la emisión del láser35,36,46, así como la direccionalidad32 mediante el método iterativo de modelado de bombas. Las imágenes de campo cercano de la superficie superior deberían permitir evaluar el régimen de fuerte localización y confinamiento modal en la concentración crítica29. Dicho dispositivo se puede utilizar para explorar sistemas fotónicos no hermitianos y puede encontrar aplicaciones en la producción de nuevos materiales funcionales fotónicos 2D con posibles aplicaciones en bioimagen.

Los conjuntos de datos generados y/o analizados durante el estudio actual están disponibles del autor correspondiente a pedido razonable.

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Agradecemos a los Profs. Hui Cao y Alexey Yamilov por sus útiles debates. Agradecemos al Dr. Leonid Wolfson por su dedicación al laboratorio, así como al Dr. Yossi Abulafia por su ayuda en el proceso de fabricación y al Instituto Bar-Ilan de Nanotecnología y Materiales Avanzados por proporcionar las instalaciones de fabricación. Esta investigación fue apoyada por Israel Science Foundation (1871/15, 2074/15 y 2630/20); Fundación Binacional de Ciencias Estados Unidos-Israel (2015694 y 2021811). Programa de Becas Postdoctorales PBC del Consejo Israelí para la Educación Superior.

Departamento de Física, Instituto Jack and Pearl Resnick de Tecnología Avanzada, Universidad Bar-Ilan, 5290002, Ramat Gan, Israel

Bhupesh Kumar, Ran Homri y Patrick Sebbah

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BK fabricó todas las muestras. BK realizó los experimentos. RH escribió el código de Matlab para controlar el tamaño de la bomba. BK y PS analizaron los resultados. PS y BK escribieron el manuscrito. Todos los autores revisaron el manuscrito.

Correspondencia a Patrick Sebbah.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Kumar, B., Homri, R. y Sebbah, P. Láser aleatorio de estado sólido ajustable en 2D en el visible. Informe científico 13, 8337 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-35388-x

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Recibido: 12 febrero 2023

Aceptado: 17 de mayo de 2023

Publicado: 23 mayo 2023

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

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