Содержание к диссертации
Введение
1 Нелинейные эффекты в кристаллах 14
1.1 Фотонные кристаллы 14
1.2 Кристалл LiNb 03 и фоторефрактивный эффект 16
1.3 Пироэлектрический эффект в ЫМЮз 23
1.4 Фоторефрактивный интерферометр Фабри-Перо 29
1.5 Выводы по первой главе 30
2 Преобразование профиля гауссова пучка в нелинейном фоторефрактивном интерферометре фабри-перо 32
2.1 Моды гауссова пучка 33
2.2 Преобразование профилей лазерных гауссовых пучков
2.2.1. Методика и схема эксперимента 37
2.2.2. Экспериментальные результаты
2.3 Обсуждение результатов эксперимента 43
2.4 Выводы по второй главе 49
3 Эффекты самовоздействия электромагнитных полей в фоторефрактивных интерферометрах фабри-перо 50
3.1 Теоретическая модель реального ИФП на основе ЫМЮз 51
3.1.1 Формирование в ИФП интерференционной картины волнами, распространяющимися в противоположных направлениях 53
3.1.2 Формирование в ИФП интерференционной картины волнами, распространяющимися в одном направлении 55
3.2 Экспериментальное исследование формирования дифракционных решеток пропускающего типа в фоторефрактивном интерферометре Фабри-Перо 57
3.2.1 Экспериментальное исследование влияния угла падения светового поля, относительно входной грани ИФП, на период пропускающей фоторефрактивной решетки 63
3.3 Выводы по третьей главе з
4 Эффекты самовоздеиствия электромагнитных полей в кристаллах LiNb03 с учетом вклада пироэлектрического эффекта 66
4.1 Экспериментальное исследование эффектов дифракции световых пучков в кристаллах ниобата лития с учетом вклада пироэлектрического эффекта 67
4.1.1 Описание экспериментальной установки для исследования возможности компенсации дифракции световых пучков в условиях вкладов фоторефрактивного и пироэлектрического эффектов 67
4.1.2 Описание методики эксперимента для исследования дифракции световых пучков в условиях вкладов фоторефрактивного и пироэлектрического эффектов 69
4.1.3 Расчет параметров элементов, входящих в состав экспериментальной установки 70
4.1.4 Экспериментальное исследование дифракционной расходимости световых пучков в кристалле ниобата лития в условиях вклада фоторефрактивного и пироэлектрического эффектов 72
4.1.5 Время хранения оптически индуцированных волноводных каналов сформированных при вкладе пироэлектрического эффекта 76
4.2 Экспериментальное исследование волноводных структур, сформированных в кристалле ниобата лития с учетом вклада пироэлектрического эффекта 78
4.2.1 Описание экспериментальных установок для оптического индуцирования и исследования периодических волноводных структур 78
4.2.2 Экспериментальное исследование волноводных структур в кристалле ниобата лития, сформированных проекционным методом 80
4.2.3 Экспериментальное исследование эффектов линейной дискретной дифракции света в волноводных структурах 82
4.3 Выводы по четвертой главе 85
Заключение
Список литературы
- Фоторефрактивный интерферометр Фабри-Перо
- Преобразование профилей лазерных гауссовых пучков
- Формирование в ИФП интерференционной картины волнами, распространяющимися в противоположных направлениях
- Описание экспериментальной установки для исследования возможности компенсации дифракции световых пучков в условиях вкладов фоторефрактивного и пироэлектрического эффектов
Фоторефрактивный интерферометр Фабри-Перо
Более 40 лет назад впервые было обнаружено, что при прохождении мощного лазерного излучения через электрооптический кристалл LiNb03 и его аналог ЫТаОз наблюдается изменение волнового фронта светового пучка вследствие изменения показателя преломления материала. Сначала фоторефрактивный эффект (ФРЭ) был воспринят учеными как вредоносный эффект, его назвали «optical damage» (оптическое повреждение), так как воздействие лазерного излучения на материал влекло за собой искажение волнового фронта пучка. Но, поскольку при фоторефракции изменение показателя преломления является обратимым, то фоторефрактивные кристаллы стали интересны для применения на практике [34].
Природа фоторефракции в ЫМЮз сложна, т.к. под действием света в реальных экспериментальных условиях наблюдаются сразу несколько физических процессов (электрооптических, термооптических, электрических и др.), протекающих в фоторефрактивных материалах сложной дефектной структуры LiNb03 и неясной микроскопической картиной переноса заряда при фотовозбуждении набора собственных и примесных ловушек [34, 35].
Явление ФРЭ можно представить как результат электрооптической модуляции показателя преломления кристалла полем пространственного заряда, которое возникает в результате фотопереноса свободных носителей заряда из освещенных областей образца в неосвещенные. Для описания ФРЭ предложено несколько физических моделей.
Физические модели фоторефрактивного эффекта. Модель Чена. Предложенная Ченом [36] модель, основана на предположении, что в кристалле имеются электронные ловушки, часть которых заполнена электронами, остальные до облучения остаются вакантными. Кроме того, предполагается, что в кристалле существует электрическое поле Еъ направленное противоположно вектору спонтанной поляризации Ps. Фотовозбужденные электроны дрейфуют к положительному полюсу Ps, оставляя за собой ионизированные ловушки заряженными положительно. Они дрейфуют до тех пор, пока не будут захвачены вакантными ловушками. Так как за пределами облученной области фотовозбуждение отсутствует и для глубоких ловушек температура оказывается недостаточной для вторичного возбуждения, то происходит разделение зарядов и возникновение электрического поля пространственного заряда Esc. Математическая сторона вопроса развита Ченом по аналогии с теорией фотопроводимости полупроводников [37].
Диффузионный механизм. Амодей и Стайблер [38] развили другой взгляд на природу внутреннего поля, под действием которого дрейфуют электроны из облученной зоны кристалла. Вследствие температурной зависимости ионной проводимости и высокого пироэлектрического коэффициента при циклическом нагревании и охлаждении в этих кристаллах происходит образование внутреннего электрического поля. Когда температура поднимается выше 100С, проводимость ЫМЮз становится достаточно высокой, и результирующее пироэлектрическое поле релаксирует в течение нескольких минут. При охлаждении кристалла пироэлектрический эффект меняет знак, и вследствие быстрого уменьшения электропроводности значительная часть наведенного заряда остается в течение многих недель, если кристалл не подвергается облучению светом. Поле, оставшееся после охлаждения кристалла, может быть тем внутренним полем Еъ которое было постулировано Ченом. В работе Амодея обсуждаются два механизма, под действием которых происходит движение электронов из облученной части кристалла - это дрейф под действием внутреннего поля Е\ и диффузия электронов. Оба механизма могут быть ответственными за разделение зарядов и изменение показателя преломления в сегнетоэлектрическом кристалле [37].
В LiNb03 ионы железа замещают ионы Nb5+, причем для обеспечения локальной электронейтральности рядом с Fe2+ может образовываться вакансия по 94- 94 кислороду, т.е. формируется Fe - Vo центр. Наряду с Fe присутствуют ионы Fe3+. При освещении кристалла происходит поглощение света примесями Fe2+, что может приводить к дальнейшей ионизации иона железа с образованием пары Fe3+ + ё. Возбужденный фотоэлектрон уходит из освещенной области вследствие диффузии, внешних и внутренних электрических полей, пока не будет захвачен глубокой ловушкой, в частности другим ионом Fe3+, находящемся в неосвещенной части кристалла. Характерные значения энергии фотовозбуждения ионов Fe2+ составляют 3.1-3.2 эВ [34].
В некоторых типах кристаллов внешнее электрическое поле приводит к изменению, как размеров, так и ориентации осей эллипсоида показателей преломления. Это явление называется электрооптическим эффектом [39]. Электрооптический эффект представляет собой удобный и широко используемый способ управления фазой и интенсивностью оптического излучения. Таким образом, в кристаллах с линейным электрооптическим эффектом результатом воздействия света является изменение показателя преломления, т.е. в экспонированной области возникает оптическая неоднородность [35]. При освещении ЫМЮз легированного Fe и Си, лучом аргонового лазера с ДЛИННОЙ волны 514,5 нм Гласе А., Меднис П.М., Фридкин В.М. и др. обнаружили фотовольтаический (фотогальванический) эффект [38]. По мнению авторов, этот эффект количественно описывает фотоиндуцированное изменение показателя преломления и является основным механизмом транспорта носителей заряда в LiNb03:Fe:Cu. Фотовольтаический эффект заключается в возникновении тока проводимости вдоль полярной оси кристалла в отсутствие внешнего электрического поля, при освещении образца однородным световым полем [38]. Вследствие фотовольтаического эффекта в кристаллах LiNb 03 фоторефракция особенно велика. Природа этого эффекта объяснена тем, что при фотовозбуждении электрона вероятность его движения в ту или иную сторону оказывается различной, и наблюдается преимущественное движение электронов в определенном направлении. Необходимые условия для существования фотовольтаического эффекта имеются в полярных кристаллах [34, 40].
Преобразование профилей лазерных гауссовых пучков
Так, на рисунке 2.96 представлены зависимости нормированных (на их значение в линейном режиме, при t=0) мощностей прошедшего и отраженного световых полей в случае лазерного пучка с круговым сечением, диаметром 1 мм и мощностью 5 мВт, при времени наблюдения /=10 с [86].
Можно видеть, что в ходе эксперимента снижение пропускания ИФП сопровождается увеличением его коэффициента отражения. Данное обстоятельство позволяет сделать вывод об изменении коэффициентов пропускания и отражения ИФП при его освещении когерентным лазерным излучением: с течением времени коэффициент пропускания убывает, а коэффициент отражения возрастает. Данное явление объясняется тем, что во время экспонирования образца происходит изменение показателя преломления в освещенной области, что влечет за собой изменение характеристик пропускания ИФП. Нелинейность в кристаллах LiNb03 является насыщающейся и, при достижении предельного значения изменения показателя преломления Ans, зависимости будут иметь неизменный вид.
Вследствие светоиндуцированного изменения показателя преломления в области экспонирования пластины LiNb03 наводится нелинейно-оптическая линза. Чтобы учесть индуцированные когерентным излучением локальные неоднородности, наведённые в пластине, полагаем, что показатель преломления п имеет пространственную зависимость от z, при этом закон распределения наведенного изменения показателя преломления совпадает с законом распределения зондирующего светового пучка и имеет вид: (2.6) здесь со - полуширина области экспонирования; zr - фиксированная координата, в которой производится экспонирование; п - показатель преломления материала; «пі- нелинейное изменение показателя преломления вследствие воздействия когерентного излучения. Таким образом, n(z) характеризует светоиндуцированную локальную неоднородность, изменяя фиксированную координату zr можно менять положение этой неоднородности.
Для «тонкого» ИФП, в котором толщина нелинейного слоя меньше поперечного размера светового пучка, наведенная неоднородность может быть прямо учтена в зависимости волнового числа к от поперечных координат у и z, интенсивности света I(y,z) и времени экспонирования t (для среды с инерционным нелинейным откликом): показатель преломления; An - наведенное изменение показателя преломления. В нашем случае толщина поверхностного слоя образца с фоторефрактивными свойствами определяется глубиной диффузии ионов железа (Fe) и меди (Си) и составляет около 150 мкм, поэтому указанное приближение «тонкой нелинейной линзы» выполняется хорошо [86].
Соотношение (2.7) справедливо как для быстрой керровской нелинейности, так и для фоторефрактивной нелинейности среды, однако в последнем случае необходимо учитывать анизотропию нелинейного отклика. При фоторефрактивной насыщаемой нелинейности величина изменения показателя преломления не может превышать некоторое значение Ап$. В случае чисто фотовольтаического механизма разделения носителей зарядов временная зависимость An(t) может быть выражена в виде [41]: An(t) = Ans [1 - ехр(- t/т)] (2.8) где т - постоянная, характеризующая локальную скорость фоторефрактивного отклика, зависящую от интенсивности светового поля в данной точке [86]. Наблюдаемые преобразования мод гауссова пучка обусловлены эффектом интерферометра Фабри-Перо, т.е. многолучевой интерференцией светового пучка с нелинейной оптически индуцированной линзой. При экспонировании фоторефрактивного ИФП лазерным лучом в освещенной области показатель преломления изменяется, а величина его изменения для волны с необыкновенной поляризацией определяется соотношением Ane(r) = - -r33-Esc(r). Таким образом, для прошедшего светового пучка в разных точках его апертуры фазовый сдвиг между первой и последующими вторичными световыми волнами будет меняться с изменением поперечной координаты. В результате, распределение интенсивности в прошедшем ИФП световом поле будет отличаться от его начального распределения. Учитывая, что ширина пучка много больше длины волны света, интенсивность прошедшего пучка может быть представлена в виде I(x,z) = I1+I2+2-yJl1-I2-cos(A (z)), где 1\ и 12 - интенсивности первого и второго 4 71 п d{z\ coslvi/l прошедших пучков, Acp(z) = —t - зависящий от пространственной координаты фазовый сдвиг между ними, где d - толщина ИФП, X - длина волны в вакууме, п - показатель преломления ИФП, \/ - угол преломления луча в ИФП. [87]. Соответственно, при изменении показателя преломления и оптическом индуцировании нелинейной линзы изменяется фаза и интенсивность зондирующего пучка.
Ввиду неоднородного распределения концентрации легирующих примесей по глубине кристалла, а также насыщаемого характера фоторефрактивной оптической нелинейности, распределение оптически индуцированного дополнительного фазового сдвига по поперечному сечению индуцирующего светового пучка может описываться сложной зависимостью от пространственной координаты. Таким образом, становится возможным варьирование в широких пределах распределения оптически индуцированного дополнительного фазового сдвига по поперечному сечению светового пучка в оптически индуцированных фазовых транспарантах на основе подобных образцов фоторефрактивного ИФП. Аппроксимация экспериментальных данных проводилась функцией для математического описания мод более высоких порядков, полученной из выражения (2.4), подставив в его правую часть произведение g-h из (2.5). Таким образом, выражение для интенсивности света представляется в виде (2.9):
Для основной моды гауссова пучка полином Эрмита H0(t) = l. Алгоритм аппроксимации - масштабированный Левенберг-Марквардт [88], который является наиболее распространенным алгоритмом оптимизации и решает задачу нелинейной минимизации методом наименьших квадратов.
Формирование в ИФП интерференционной картины волнами, распространяющимися в противоположных направлениях
В экспериментах исследовались линейная и нелинейная дифракции световых пучков в образце нелегированного ниобата лития с размером 10,5 мм в направлении распространения света (ось х). Вдоль направления полярной оси (ось z) образец имел размер 3,5 мм. Изображения световых полей, представленные на рисунке 4.3, иллюстрируют распределение поля светового пучка на входной (Рисунок 4.3а) и выходной (Рисунок 4.36) плоскостях образца LiNb 03. Необходимо отметить, что, хотя этот образец не легировался в процессе роста специальными примесями, фоторефрактивный эффект в нем проявляется достаточно сильно [102]. Световой пучок, диаметром 30 мкм, на входной грани кристалла имел практически идеальную гауссову форму. Диаметр светового пучка на выходной плоскости кристалла значительно больше (около 70 мкм), что обусловлено линейной дифракцией света. Данный эффект иллюстрируется картинами распределения светового поля и профилями интенсивности на выходной грани кристалла, которые были сняты в начальный момент засветки (Рисунок 4.3). В дальнейшем пучок претерпевает искажение, связанное с фоторефрактивным эффектом.
Фоторефрактивная нелинейность в ЫМЮз носит самодефокусирующий характер, поэтому в освещенной области показатель преломления материала уменьшается, т.е. в ней формируется динамическая нелинейная отрицательная линза, увеличивающая дифракционную расходимость пучка в направлении транспорта носителей заряда (полярная ось кристалла). Это иллюстрируется рисунком 4.4а, на котором изображена картина, соответствующая распределению светового поля на выходной плоскости кристалла (3,5 мм вдоль оси z) спустя 3 минуты после «включения» светового пучка. Для компенсации искажений поля пучка, обусловленных фоторефрактивным эффектом, с момента, соответствующего фиксации изображения 4.4а, образец нагревается с помощью элемента Пельтье. По мере однородного (или близкого к однородному) нагрева кристалла наблюдается уменьшение дифракционной расходимости светового пучка (Рисунок 4.46, в) и по истечению 15 минут наблюдается полная компенсация дифракционной расходимости пучка (Рисунок 4.4г). Скомпенсированными оказались как линейная, так и нелинейная дифракция пучка. В ходе данного эксперимента температура кристалла изменилась на 55 .
Картины световых полей на выходной плоскости образца: a) t=3 мин, температура образца 23 С; б) t =5 мин, температура образца 30 С; в) /=10 мин, температура образца 50 С; г) t =15 мин, температура образца 78 С (мощность оптического излучения 1 мВт, диаметр входного пучка 30 мкм) На рисунке 4.5 приведены результаты эксперимента, аналогичные предыдущему. В качестве исследуемого образца используется кристалл LiNb03:Fe (0,02 вес. %), размер в направлении распространения света (ось х) составляет 6 мм. Вдоль направления полярной оси (направление протекания пироэлектрического тока, ось z) образец имеет размер 6 мм. Диаметр светового пучка на входной грани кристалла составляет 30 мкм, мощность оптического излучения 1 мВт с длиной волны X = 532 нм.
В кристалле, легированном ионами железа, фоторефрактивный эффект проявляется значительно сильнее, чем в нелегированном кристалле, что связанно с физикой данного эффекта. Спустя 15 секунд после начала засветки (Рисунок 4.5а) световой пучок сильно расширяется вдоль оптической оси кристалла, что связанно с большой наведенной нелинейной добавкой Лпт в показатель преломления среды. Затем кристалл подвергается однородному нагреву, через 3 минуты световой пучок перестает расплываться, а по истечению пяти минут начинает сжиматься. Температура образца при этом составляет 49 С быстрый нагрев нужен для того, что бы создать достаточную величину пироэлектрического поля Еруго для компенсации электрического поля пространственного заряда Esc. При дальнейшем нагреве дифракционная расходимость пучка продолжает уменьшаться и по истечению 12 минут (Рисунок 4.5г) наблюдается практически полная компенсация нелинейной дифракции в кристалле. При дальнейшем нагреве кристалла пучок практически не изменяет своего диаметра, и компенсация линейной дифракции не наблюдается.
Некомпенсированную линейную дифракцию можно объяснить сравнительно большой величиной поля Esc возникающего в легированном кристалле, относительно нелегированного кристалла ниобата лития, использующегося в предыдущем эксперименте.
Для оптически индуцированных элементов, как дифракционных, так и волноводных, одной из важнейших характеристик является время их хранения, величина которого определяется удельной проводимостью среды a = crd + crph I, в которую вносят вклад как темновая проводимость ud, так и фотопроводимость среды aph-l ( jph - постоянная фотопроводимости среды). Время хранения определяет возможности материалов для их использования в качестве среды для долговременного хранения голографической информации.
Исследуемый волноводный канал сформирован в нелегированном кристалле LiNb03 с линейными размерами 10,5x3,5x3,5 мм вдоль осей X, Y, Z соответственно. Диаметр канала составляет 30 мкм. В него вводится излучение мощностью 0,1 мВт, диаметр светового пучка на входной грани кристалла составляет порядка 30 мкм, а длина волны света Х=532 нм, поляризация соответствовала необыкновенной волне в кристалле. Считывание проводилось 1 раз в сутки. Время засветки при считывании составляло 5 минут. Пучок, распространяющийся в волноводе, практически не изменяет свой профиль после прохождения кристалла, что подтверждают картины светового поля на выходной грани кристалла, представленные на рисунке 4.6 [103].
В промежутки времени между засветкой, кристалл находился под воздействием естественного дневного света. Сравнивая картины светового поля на выходной плоскости образца (Рисунок 4.6а, б, в) и картину светового поля на входной плоскости (Рисунок 4.3а), видно, что световой пучок, прошедший через волноводный канал практически не меняет свою форму. И лишь по истечению 128 часов
Описание экспериментальной установки для исследования возможности компенсации дифракции световых пучков в условиях вкладов фоторефрактивного и пироэлектрического эффектов
Для формирования волноводных структур в кристалле ЫМЮз используется экспериментальная установка, представленная на рисунке 4.7. Волноводная структура формируется в образце кристалла ниобата лития Х- среза, легированного ионами железа по объему (0,02 вес. %), проекционным методом. Линейные размеры образца составляли 6x6x6 мм вдоль осей X, Y, Z соответственно. При экспонировании образца индуцирующим излучением мощностью 50 мВт, периодическая модуляция показателя преломления в кристалле наблюдалась через 15 минут.
Полученная структура исследуется с помощью экспериментальной установки, схема которой представлена на рисунке 4.8, при этом мощность считывающего светового пучка составляет 0,1 мВт, а диаметр 1 мм.
На рисунке 4.10а представлены картины распределения светового поля на выходной плоскости одномерной фоторефрактивной волноводной структуры с большим числом элементов и периодом Л = 35 мкм, при ее освещении широким световым пучком. Рисунок 4.106 иллюстрирует картины распределения светового поля на выходной плоскости одномерной фоторефрактивной волноводной структуры с большим числом элементов и периодом Л = 35 мкм, при ее освещении широким световым пучком, но при формированиии волноводной структуры, кристалл подвергается однородному нагреву.
В ходе эксперимента температура кристалла изменилась на 30 С. Сравнивая картины светового поля, представленные на рисунках 4.10а и 4.106 видно, что контраст картины распределения светового поля для образца, который нагревался в процессе записи волноводной структуры выше, чем для образца без нагревания. Анализируя профили интенсивности, можно сделать вывод о более сильной локализации света в волноводных областях структуры, формируемой при вкладе пироэлектрического эффекта, что свидетельствует о большем изменении величины показателя преломления An.
Для определения характеристик полученных структур измерялась дифракционная эффективность при их зондировании параллельным световым пучком с длиной волны /1=532 нм. В условиях брэгговской дифракции ее величина составила 5,7 % для структуры, сформированной при вкладе пироэлектрического эффекта. При формировании аналогичной дифракционной структуры без нагревания образца дифракционная эффективность составила 1,2 %. Величина максимального изменения показателя преломления An, найденная по формуле
Когельника r/ = sin2 , где 1 = 6 мм - толщина решетки; cos6 - косинус угла V Л cos в ) между направлениями распространения дифрагировавшего в ±1 порядок пучка и пучка, прошедшего решетку, составила 6,8-Ю6 и 3,1-106 для дифракционных структур, полученных, соответственно, при нагревании образца и без нагревания.
С помощью экспериментальной установки, схема которой представлена на рисунке 4.8 исследуется линейная дискретная дифракция света в волноводной структуре, сформированной в образце кристалла ниобата лития Х- среза, легированного ионами железа по объему (0,02 вес. %), проекционным методом (Рисунок 4.10). Линейные размеры образца составляли 6x6x6 мм вдоль осей С У, Z соответственно.
Для ввода излучения He-Ne лазера с длиной волны 633 нм используется торцевой метод. При экспериментальном наблюдении эффекта линейной дискретной дифракции входной пучок гауссовой формы имеет диаметр 10 мкм, световая мощность составляет Р = 0,1 мВт.
Картины распределения светового поля, представленные на рисунке 4.11 показывают, что характер дифракции светового пучка в однородной среде кардинально отличается от дифракции света в периодических волноводных структурах.
Картины распределение интенсивности света на выходной плоскости канальной волноводной структуры при ее возбуждении узким световым пучком: а) и б) - на входной и выходной гранях кристалла в однородной области; в), д) - в межволноводном пространстве; г) - в области волновода
При распространении лазерного пучка в однородной области кристалла (Рисунок 4.11 а, б) наблюдается его линейная дифракция, при этом диаметр светового поля на выходной плоскости кристалла намного превышает диаметр индуцирующего пучка. При возбуждении света в одном из элементов полученной структуры фокусированным гауссовым пучком, при размере светового пучка на входной плоскости около 10 мкм, на ее выходной плоскости наблюдаются типичные картины дискретной дифракции света (Рисунок 4.11 в, г, д). Можно видеть, что световой пучок свободно дифрагирует в плоскости волновода, дифракция же света в направлении нормали к плоскости волноводных слоев действительно носит дискретный характер, что обусловлено эффектом туннелирования в системе связанных волноводов. Характеристики дискретной дифракции сильно зависят от периода волноводной структуры и величины изменения показателя преломлениями [108].
Смещение кристаллического образца с помощью микрометрического столика в поперечном направлении относительно светового пучка (вдоль волнового вектора структуры) позволило наблюдать различие в распределении интенсивности света на выходной плоскости системы при возбуждении волноводного элемента (Рисунок 4. Иг) и возбуждении света в межволноводном пространстве (Рисунок 4. Ив, д). В случае возбуждения светом отдельного волновода (Рисунок 4. Иг), на выходной грани кристалла наблюдается локализация света в нескольких волноводах, симметрично возбуждаемому, причем интенсивность света в возбуждаемом волноводе минимизируется за счет перекачки энергии в соседние волноводы. Между элементами оптической структуры существует связь [14, 108], что и приводит к туннелированию световой энергии в соседние волноводы. При возбуждении света в межволноводном пространстве (Рисунок 4. Ив, д) в системе возбуждается множество блоховских волн, а световое поле на выходной плоскости кристалла является результатом их интерференции.
