摘要：
集成光子学相干光源能够生成具有广泛光谱覆盖和超短脉冲持续时间的发射，对于基础科学和新兴技术至关重要。在本视角中，我们首先从工作波长和时间尺度的角度讨论了新兴的量子和经典光子学应用，强调了当前集成光子学光源中存在的技术差距。接下来，我们介绍了基于铌酸锂的集成二次非线性光子学的独特特性，并讨论了几种利用该平台实现可调波长连续波光源和宽带超短光脉冲生成的有前景的策略。我们还评估了它们的优点和局限性，并讨论了潜在的解决方案。最后，我们概述了需要解决的未来前景和挑战，旨在激励该快速发展的领域中的持续研究和创新。

关键词：
薄膜铌酸锂；集成光子光源；二阶非线性；电光效应。

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文章名：Lithium niobate quadratic integrated nonlinear photonics: enabling ultra-wide bandwidth and ultrafast photonic engines

1. 引言
作为光的两种基本属性，波长和时间尺度一直是科学和技术诸多进展的核心。历史上，广泛的光谱范围使得研究各种材料的发射和吸收特性成为可能——这是光谱学和精密传感中的关键内容[1]。它还通过光波长分复用（OWDM）彻底改变了现代通信，支持高数据速率的信息传输和处理[2-4]。与此同时，超短脉冲激光使得以极高的时间分辨率观察和测量自然现象成为可能[5-7]。

图1：不同波长和时间尺度下新兴经典与量子光子应用的非详尽总结。
子图（a）改编自参考文献[8]；（b）改编自参考文献[9]；（d）改编自参考文献[10]；（e）改编自参考文献[11]；（i）改编自参考文献[12]。
子图（c）、（f）、（h）、（j）和（k）由ChatGPT协助生成，用于说明目的。
需要注意的是，许多应用可以跨越较大的波长和时间尺度范围，无论是固有的，还是根据具体应用实例来决定。

今天，我们正进入信息时代的新纪元——由智能算法、先进的经典和量子传感器与处理器、不断扩展的计算资源以及前所未有的大量数据驱动。这些发展要求一种新型的芯片级相干光源，提供更广泛的光谱覆盖、更短的脉冲持续时间、更高的相干性以及动态可重配置性。图1展示了从波长和时间尺度的角度来看，相干光源在经典和量子应用中的新兴概述。沿波长轴，电信波段（1.3-1.6μm）的激光器长期以来作为电信和数据通信的骨干。然而，AI基础设施中的新应用——包括封装内光互连[13,14]、光子AI加速器[15-19]和光子边缘计算架构[20,21]——现正推动对具有更广光谱覆盖的光放大器或光源的需求，超越传统电信波段，支持更多的信息通道。在这些短距离系统中，相干性要求可以放宽，而与电光调制器的直接集成对于高速芯片内数据编码和处理非常重要。此外，电信波段中密集波长分复用（DWDM）的能力对于光子量子信息处理具有重要意义，能够实现高率的纠缠光子对和频率光子比特生成[22]，以及多光子纠缠态[23]和真空压缩模式[24,25]的实现。

在较短的波长范围内，可见光和近红外（NIR）光源在量子计算、计量学和传感中日益重要，因为许多原子和固态量子系统——包括色心、捕获离子、量子点和中性原子——展示了300到1000 nm之间的光学跃迁[10,26,27]。能够放大或生成多种可见光波长对于增强量子传感器读出[28,29]、泵浦和操控原子与离子[30]、稳定光学钟以及探测原子跃迁[31,32]至关重要。此外，可见光与电信波段之间的高效相干频率转换对于将量子系统连接成大规模量子网络[33-35]至关重要。除了量子技术，可见光子学还对水下光通信有益，因为在可见光范围内水的吸收较低[36,37]。

在较长的波长范围内，超过2μm的中红外（中IR）相干光源可用于指纹识别分子旋转和振动跃迁，从而实现呼气分析[38]、气体传感[39]、环境监测[40]和化学危害检测[41]。此外，在3-5μm的气候透明窗口内的相干光也对自由空间光通信和高速数据链路至关重要[42-45]。

现在，我们转向纵向轴——时间尺度。相干光源的时间特性，从连续波（CW）操作到超短飞秒（fs）脉冲，定义了它们的单色性、时间分辨率和峰值强度，每个领域都能够实现不同形式的光物质相互作用和应用。例如，CW或准CW光源提供稳定或准稳定的光输出，具有高时间稳定性和窄的线宽，这是光学传感、频率调制连续波（FMCW）LiDAR、激光泵浦、原子操控和高分辨率激光光谱学的基本属性。CW光源的具体性能要求因应用而异。例如，FMCW LiDAR系统可以牺牲一定程度的相干性，以换取快速的频率啁啾速率，并具有较高的频率扫掠线性度，这直接影响到测距精度和更新速度。相比之下，高分辨率激光光谱学和精密原子测量要求异常高的频率精度和长期稳定性，以解析窄光谱特征并维持相位相干性。在较短的时间尺度上，由光学调制直接生成的低峰值强度光脉冲，持续时间为纳秒（ns）到约10皮秒（ps），广泛用于高带宽光通信、光互连和新兴的光子AI加速器中。

进入皮秒到飞秒范围后，能够生成稳定的飞秒脉冲列使得光频梳（OFC）的形成成为可能，OFC已成为精密测量的不可或缺的工具[46-48]。OFC提供了一组相位相干的等间距谱线，作为“光学标尺”，用于精密测量未知光学频率、高分辨率双梳分子光谱学[49-52]，以及通过超精确的多普勒光谱学检测系外行星[53]等天文应用。对于这些应用，脉冲列的高时间相干性至关重要，因为它直接决定了梳线的线宽、稳定性和谱纯度，从而影响可实现的测量精度。另一方面，超短光脉冲可用于另一种强大的信息复用架构，称为光学时间分复用（OTDM）[54-56]，近年来在经典和量子信息处理中都引起了广泛关注[11,57-64]。通过将信息编码到短时间槽中并将其密集地打包到时间域中，OTDM提供了一条大幅提高整体数据速率的路径，同时通过光学延迟线减轻时间槽的耦合。与OWDM相比，OTDM的一个独特特征是它能够利用超短光脉冲的高峰值强度，在系统中引发足够的光学非线性。这一独特的能力使得可以利用基于共振腔的OTDM架构中的光学非线性来执行计算操作[57,65,66]，或在单次OTDM系统中高效地生成非经典状态[61,63,64,67]。此外，高峰值强度的皮秒或飞秒脉冲与非线性介质之间的相互作用可以用于生成传统激光器无法访问的新的光学频率。这种频率合成可以通过一系列非线性过程产生，例如二次谐波生成、和频生成、差频生成和超连续谱生成（SCG）[68]。

在极限情况下，合成几乎单周期或单周期光脉冲的能力使得能够实时观察和控制原子、分子和固体中的电子动态[69-71]。此外，它们的超高峰值功率——比CW光源高出几个数量级——开启了极端非线性光学的领域。在这个领域中，光与物质的相互作用变得高度非线性和非微扰性。强烈的振荡光场主导了束缚电子的运动：当场反向时，电子被隧穿电离、加速，并随后与其母离子重组，导致高次谐波生成（HHG）现象——在极紫外（XUV）或甚至软X射线谱区发射一系列飞秒光脉冲[72-74]。

近年来，集成光子学光源（如芯片级CW或脉冲激光器[28,75-81]、光放大器[82-90]、光参量振荡器（OPO）[30,91-93]和基于非线性光学共振腔[48,94]或电光效应[95,96]的光频梳）取得了显著进展。这些片上光源在紧凑性、便携性以及最重要的，相较于传统的桌面自由空间或光纤激光系统，显著降低了泵浦功率要求。尽管取得了这些进展，但在操作波长范围和时间尺度方面仍然存在两个主要挑战。首先，现有的集成光子学CW光源通常缺乏快速、宽范围波长重构和切换的能力。这个限制源于传统集成光子学平台中的两个主要挑战：1）缺乏广泛波长覆盖的宽带增益机制；2）集成光子学中的传统电调谐方法——主要是电光效应和热光效应——太弱，无法在光子结构中引起足够的扰动以实现片上光源的大波长位移。其次，在超快时间尺度上，仍然缺乏能够提供超短脉冲、高峰值强度的高效片上脉冲光源——这是直接驱动其他片上非线性过程的基本要求，例如片上超连续谱生成、脉冲压缩等。对于基于非线性共振腔的脉冲光源，这一限制源于由Kerr效应和二次（𝜒(2)）光学非线性引起的参量增益的瞬时性质，这不适合储存泵浦能量。这与超快锁模激光器截然不同，超快锁模激光器中的信号可以由于激光增益介质的长激发态寿命，在扩展的相互作用时间内从激光增益介质中提取能量。

最后，集成光子学光源传统上作为独立器件开发。然而，许多新兴应用要求芯片上的系统级功能，例如直接对光源进行光学调制以进行数据编码、频率调谐和锁定、新频率生成、光谱展宽或脉冲压缩、光学放大等。这些不断变化的需求突显了对新材料平台的迫切需求，以提供多功能的能力，支持单片集成光子学系统。

2. 铌酸锂（LN）𝜒(2)集成非线性光子学
铌酸锂（LN），一种既具有铁电性又具有压电性的合成介电材料，长期以来因其多功能性而被认为是光电学的基石材料[99,100]。例如，它具有从400 nm到5μm的宽透明窗口，强电光（E-O）效应（也称为Pockels效应）、大的二次（𝜒(2)）光学非线性易感性、由于其铁电性质而可以进行准相位匹配[101]，以及与其压电性相关的声光特性[102]。此外，它与稀土离子掺杂（例如Er³⁺、Yb⁺）兼容，使其可以作为固态激光增益介质或量子记忆平台[103,104]。薄膜铌酸锂（TFLN）[105–109]的出现通过将铌酸锂强大的𝜒(2)非线性和电光效应结合到紧凑的纳米光子平台中，彻底改变了集成光子学，能够实现传统硅或硅氮化物系统难以达到的器件性能和功能。

首先，如图2a所示，TFLN纳米光子波导的纳米级几何形状提供了强烈的空间约束，使得基波（FH）和二次谐波（SH）等相互作用波能够增强它们的非线性交互作用。如图2a-c所示，周期性反转TFLN的铁电区域（周期性极化）周期性地调节沿波导的𝜒(2)非线性系数的符号，从而补偿相互作用波之间的相位不匹配。这种技术称为准相位匹配（QPM），使得𝜒(2)相互作用能够在长传播长度上进行建设性积累，而不会发生反向转换，这与未极化的情况形成鲜明对比（图2d）。由于强空间模约束和QPM的结合，周期性极化铌酸锂（PPLN）纳米光子波导表现出异常高的标准化非线性频率转换效率𝜂₀ > 1,000%/W·cm²[110–114]，远超在块状LN晶体或波导中通常实现的效率。有趣的是，如图2e所示，由于在较短波长下相互作用波之间的模重叠更强，𝜒(2)过程在较短波长下（最大𝜂₀与1/𝜆⁴成比例）可以显著更高。例如，在980 nm的FH波长下，𝜂₀可以达到约33,000%/W·cm²[115]，是1550 nm时的6倍，是2090 nm时的近16倍[112]。这种超高的𝜂₀使得各种𝜒(2)基础的频率转换过程——包括二次谐波生成（SHG）、和频生成（SFG）、差频生成（DFG）和光学参量放大（OPA）——能够在低功率要求和紧凑的器件尺寸下进行。

第二，与其他相位匹配技术（如模态相位匹配[116]）相比，QPM放宽了对波导横截面几何形状的严格要求。因此，它为色散工程提供了更大的灵活性——这是超宽带和超快操作的一个重要因素。在LN纳米光子波导中，强光约束使得通过调整波导几何形状精确控制群速度色散（GVD）和群速度不匹配（GVM）成为可能，从而能够进入不同的𝜒(2)非线性交互作用领域。例如，在CW泵浦下，信号/闲频率附近的低GVD允许在简并附近获得宽参量增益谱，光学参量放大器（OPA）和光学参量振荡器（OPO）也能够获得宽频率调谐范围。对于脉冲操作，同时实现低GVD和低GVM（如图2f所示）可以最小化FH（2090 nm）和SH（1045 nm）超短脉冲之间的时间展宽和走离，形成“准静态”交互作用领域[117]。这一领域能够实现许多应用，如超宽带SHG[112]、由于𝜒(2)交互作用的跨八度超连续谱生成[118,119]、强带宽光学参量放大[117,120]、飞秒全光开关[97]和少周期压缩光生成[67]。此外，在大GVM和低GVD的领域操作OPO可以引发基波和二次谐波脉冲之间的显著时间走离。在这种情况下，FH光脉冲可以更有效地从SH脉冲中提取能量，甚至会强烈地耗尽SH脉冲。这导致了走离诱导的孤子[121]或同时子[122]的形成，用于高峰值功率光脉冲的高效生成，这将在后续部分进一步阐述。

**最后，铌酸锂（LN）的𝜒(2)非线性效应还导致了电光（Pockels）效应，在该效应中，静态或低频电场调节光波经历的折射率。与由块状铌酸锂（LN）制成的电光调制器相比，纳米光子TFLN波导中强烈的光学约束使得电极间距大大减小，从而显著增强了光模式与施加的直流或射频电场之间的重叠[99, 109, 123, 124]。这导致了高效的电光调制，通常以极低的半波电压-长度积（𝑉𝜋𝐿）为特征[123, 125]。通过优化器件几何形状，已经在1550 nm处实现了低至0.64 V·cm的𝑉𝜋𝐿值[126]，以及在450 nm处实现了0.17 V·cm的𝑉𝜋𝐿值[127]。TFLN的这种高效电光响应可用于激光稳定和锁定[128]、快速波长调谐和切换[128-130]、宽带频率梳生成和光谱展宽[124, 131]、脉冲展宽或压缩[132, 133]、激光模式的相位锁定以产生超短脉冲[134, 135]，并可以与QPM 𝜒(2)非线性组件无缝集成，以实现可重构的片上光子系统用于各种应用。

3. 铌酸锂𝜒(2)集成非线性光子学如何填补空白？
在本节中，我们概述了几种利用铌酸锂集成𝜒(2)非线性光子学的独特能力实现（1）广泛波长可调的连续波光源和（2）宽带超短脉冲生成的有效策略。我们还评估了这些光源的各自优缺点。3.1节介绍了基于电光效应的波长可调连续波光源、电光参量振荡器（OPO）和频率调制OPO。3.2节集中于通过电光调制、模式锁定技术、超连续谱生成、双色孤子脉冲压缩和同步泵浦OPO在不同领域操作的宽带超快光源。

3.1 波长可调的连续波光源
3.1.1 电光波长可调连续波激光器
通过将激光增益介质与TFLN混合集成，可以利用LN纳米光子学的快速高效电光响应实现芯片级快速波长可调的连续波激光器。波长可调的窄线宽连续波激光器可以通过电光调制自注入锁定或调制激光器外腔来实现。

图3：基于TFLN的快速电光波长可调连续波激光器。
(a) 快速波长可调自注入激光器的示意图。激光波长调谐通过在TFLN上施加电压信号在钨电极（黄色）上实现。
(b) 异质Si3N4–LiNbO3波导横截面的伪彩色扫描电子显微镜（SEM）图像。
(c) 施加线性调制电极电压后，激光频率随时间的变化。蓝色阴影区域表示激光频率与微环共振的自注入锁定。
(d) 在不同调制频率下的异频拍频的时间频率谱图。底部显示了相应的频率偏移。
(e) 集成反射半导体光放大器（RSOA）与外腔分布布拉格反射镜（DBR）的Pockels激光器的示意图。
(f) Pockels激光器设备的照片。
(g) e-DBR部分的横截面图。
(h) 异频拍频的时间频率谱图和相应的频率偏移。
(i) 激光频率调谐效率与调制速度的关系。
(a)-(d) 改编自参考文献[129]，(e)-(i) 改编自参考文献[128]。

图3a展示了一种自注入锁定激光架构，其中砷化铟（InP）分布反馈（DFB）激光器与一个高Q Si3N4微环谐振器对接，微环上方有一层粘结的TFLN[129]。混合的Si3N4–LN光子平台（图3b）结合了Si3N4波导的低损耗和TFLN的高效电光可调性。来自高Q Si3N4微谐振器的反向散射使DFB InP激光器实现自注入锁定，从而产生几kHz的激光线宽。通过提高微谐振器的Q因子，可以实现更窄的激光线宽[76, 129]。通过在LN区域施加电场，可以通过线性电光效应改变其折射率，从而在自注入锁定范围内调节谐振腔的共振频率和激光输出波长，如图3c所示。由于LN中的Pockels效应对施加的电压几乎即时响应，激光频率可以以非常高的速率（10¹⁶ Hz/s）扫动，同时保持线性、低滞后的响应，如图3d所示。这与传统的可调激光器不同，传统的激光器波长调谐通常受热效应或较慢的压电执行器主导，且常表现出机械不稳定性。然而，由于自注入锁定频率范围较窄（约1 GHz），激光的线性频率调谐范围被限制在几百MHz[129, 136]。

与自注入锁定激光器相比，外腔激光器提供更广的调谐范围、更高的输出功率，并且无需精确的模式匹配[128, 137-139]。图3e展示了一种Pockels激光器的结构[128, 138]，它将反射半导体光放大器（RSOA）与TFLN平台上的扩展分布布拉格反射器（eDBR）集成。图3f展示了整个激光器设备的照片。值得注意的是，与直接在LN纳米波导中刻画eDBR不同，光栅是在顶部SiO2包覆层中制造的（图3g所示的横截面）。这种方法产生了弱的折射率扰动和降低的散射损耗，从而导致超窄的反射带宽和低至167 Hz的固有激光线宽[128]。eDBR光栅还可以通过在波导的两侧刻划小的LN柱体来形成[139]。eDBR中心频率可以通过LN中的线性电光效应进行电调，同时，超出eDBR部分的电极实现了腔内相位调谐。这个“协同调谐”特性支持高调谐效率（>800 MHz/V）和极高的调谐速率（10¹⁹ Hz/s），如图3h和3i所示。此外，模式跳跃自由的调谐范围超过10 GHz。

为了实现更宽的粗波长调谐范围，可以使用由两个[137, 138, 140]或三个微环[141]（具有稍微不同的半径）组成的Vernier滤波器。已经演示了跨越C、L和U波段的96 nm超宽调谐范围[141]。此外，热光调谐可以与电光调谐结合，实现宽和超快波长调谐[138]。此外，通过将电光效应与非线性频率转换相结合，可以实现电信和可见光波段中的双色可调窄线宽激光器[138]。上述激光器对广泛的光学传感和计量学应用具有深远的影响。例如，高调谐速率和线性响应特别适用于FMCW应用，如相干LiDAR测距[127, 129]，其中快速和可预测的频率扫掠直接转化为高分辨率的距离测量。此外，Pockels激光器的高速腔内相位调制特性允许实现Pound-Drever-Hall（PDH）激光频率锁定，且架构大大简化。

3.1.2 广泛波长可调的连续波OPO
尽管电光效应使得激光波长调谐变得快速，但波长调谐范围仍然受到LN折射率弱扰动的限制。此外，基于半导体或掺杂离子的激光增益介质由于固有的能量级限制，导致增益带宽受到限制，这从根本上限制了可实现的波长调谐范围。这一限制阻碍了需要完全覆盖电信波段或多个离子、原子和化学物种的宽带激光光谱学的应用。

为了克服上述增益带宽限制，可以利用由虚拟能级介导的参量增益[68]，它允许从泵浦波到信号波和闲频波的能量转移，而不受材料定义的实际电子跃迁的限制。在这个背景下，一个特别有前景的策略是利用在色散工程TFLN纳米光子波导中实现的𝜒(2)光学参量增益。图4a展示了这一概念，并突出了TFLN纳米光子学在这一特定应用中的独特优势。

图4：
(a) 基于色散工程化OPA或OPO的超宽带光源概念。
(b) 计算的光学参量增益，作为波长和外部诱导扰动波矢𝛿𝑘的函数，对于7毫米长的PPLN纳米光子波导，在532纳米CW泵浦功率为1W下，最小化𝛽2和𝛽4的条件下。
(c–e) 单共振（c）、双共振（d）和三共振（e）TFLN纳米光子OPO的示例。OPO也可以通过使用分布布拉格反射镜在线性腔几何形态中实现[90]。
(f) 上面板：同一芯片上几个双共振OPO的代表性输出光谱。下面板：测量的OPO输出波长（彩色点）与相应的泵浦波长及理论计算的调谐曲线（实线）。
(g) 上面板：不同温度下单共振OPO的输出波长调谐曲线。实线是理论调谐曲线。蓝色轮廓标记的点具有其输出光谱，见下方面板。
(f) 改编自参考文献[142]，(g) 改编自参考文献[143]。

在频率为𝜔p（图4a中蓝色箭头所示）的光泵浦下，一个QPM TFLN纳米光子波导或谐振腔在信号（𝜔s）和闲频（𝜔i）频率下生成参量增益。参量增益系数为

𝑔 = √︀𝜂0𝑃pump − (Δ𝑘/2)²[120]，其中𝑃pump是泵浦功率，𝜂0是标准化非线性频率转换效率，Δ𝑘 = 𝑘p − 𝑘s − 𝑘i − 𝑘QPM是相位不匹配。这里，𝑘j = 𝑛j𝜔j/𝑐（j = p, s, i）是泵浦、信号和闲频波的波矢，𝑛j是它们的有效折射率，𝑘QPM = 2π/Λ是由QPM提供的波矢，Λ是周期。

显然，在固定𝑃pump的情况下，参量增益的峰值出现在相位匹配条件Δ𝑘 = 0时。这个条件定义了由色散剖面和相互作用波的波矢关系决定的特定平衡。信号波长调谐可以通过扰动一个状态来重新建立另一个状态。具体而言，通过外部控制修改组成波矢（例如泵浦波矢𝑘p或QPM波矢𝑘QPM）引入扰动𝛿𝑘到原始状态。为了重新建立Δ𝑘 = 0，信号和闲频的频率（𝜔s, 𝜔i）必须移到新的解对，同时遵循能量守恒ℏ𝜔p = ℏ𝜔s + ℏ𝜔i。

在TFLN纳米光子波导中，所有相互作用波的紧密空间约束使得能够精确地进行它们的有效折射率𝑛p、𝑛s和𝑛i的色散工程。与块状LN晶体或波导的情况相比，这种强大的色散工程能力允许相位不匹配Δ𝑘的小变化引起信号和闲频𝜔s和𝜔i的较大变化，从而实现异常宽的波长调谐。特别是，在简并附近（𝜔s ≈ 𝜔i ≈ 𝜔p/2），相位匹配Δ𝑘 ≈ 0的带宽主要依赖于群速度色散（𝛽2）和四阶色散（𝛽4）[98, 144]。通过巧妙设计TFLN波导几何形状和操作波长，𝛽2和𝛽4可以同时最小化。这使得Δ𝑘 ≈ 0的条件能够在极宽的波长范围内保持，从而在900 nm到1350 nm（∼150 THz）的范围内获得超宽的简并参量增益带宽，如图4b所示。考虑到这种超宽带参量增益，理论上可以通过一个容易实现的𝛿𝑘实现超过八度的波长调谐，参量增益的峰值波长从720 nm调谐到1900 nm[144]，如图4b所示。这一异常大的波长调谐范围覆盖了许多可见光光子量子系统的关键跃迁波长和所有电信波段。

通过将广泛波长可调的参量增益与集成光子谐振腔结合在同一TFLN芯片上，可以构建一个OPO（光参量振荡器），作为一个广泛波长可调的连续波相干光源。图4c–d展示了利用片上行进波谐振腔的TFLN纳米光子OPO的几种实现示例，详细讨论了在参考文献[145]中的内容。单谐振OPO配置（图4c），其中只有信号波（橙色箭头）在谐振腔中共振，提供了最高的操作稳定性和连续波长调谐性。这个优点来自于泵浦波和闲频波没有谐振约束，尽管代价是较高的振荡阈值[68, 146]。在另一个极端，三重谐振OPO（图4e）[91, 114]，其中泵浦、信号和闲频波都共振，实现了最低的振荡阈值，甚至低至30 μW [91]。然而，严格的谐振条件可能会阻止泵浦波和信号-闲频波长的平滑和连续调谐。

OPO波长调谐方法：
TFLN纳米光子OPO的一个实际波长调谐机制是通过改变泵浦频率𝜔p，产生𝛿𝑘 = 𝑘p(𝜔p) − 𝑘p(𝜔p ± Δ𝜔)，并导致相位匹配解（𝜔s, 𝜔i）的变化。通过适当的色散工程，𝜔p的适度变化可以引起𝜔s和𝜔i的较大变化。如图4f所示，最近的实验表明，在一个TFLN双谐振OPO中，结合了色散工程的PPLN部分，在接近简并点时，仅通过调节泵浦波长30 nm（1060 nm附近）即可实现显著宽的OPO信号和闲频波长调谐范围，从1.76 μm到2.51 μm，覆盖超过750 nm [142]。此外，在这项工作中，跨五个相邻的OPO实现了超宽带输出调谐，从1.53 μm到3.25 μm，具有每个小的极化周期间隔为10 nm的单一纳米光子芯片。值得注意的是，本文展示的双谐振OPO在接近简并时展现了低振荡阈值，约为30 mW。这使得可以通过CW DBR激光二极管直接泵浦，避免了需要昂贵的高功率可调激光源[142, 147]。此外，在集成LN单谐振OPO中，通过同时调节泵浦波长和设备温度，集成LN OPO的输出可以从1.55 μm调节到3.3 μm [143]。这种在近至中红外光谱范围内的宽波长范围使得集成LN OPO能够直接用于芯片上多种化学物质的光谱传感。

需要注意的是，当调谐泵浦频率𝜔p时，信号频率调谐斜率∂𝜔s/∂𝜔p由群速度差异（1/𝑣i − 1/𝑣p）/(1/𝑣i − 1/𝑣s)的比值给出，同时参量增益带宽与| (1/𝑣s − 1/𝑣i) |成反比[142]。因此，波长可调OPO的设计需要最大化调谐斜率，同时最小化由过大参量增益带宽引起的模式跳跃风险。在双谐振OPO中，需要额外的设计考虑，以确保信号和闲频波的谐振条件在整个调谐范围内得以满足[148]。这涉及到优化泵浦、信号和闲频模式在腔体内的耦合，通常通过调整腔体长度和模式的谐振频率。此外，先进的高精度芯片内温度控制和主动调谐[149]在稳定OPO、保持谐振对准和扩大波长调谐范围与泵浦频率调谐结合方面发挥着关键作用。

然而，泵浦频率调谐通常需要广泛可调的、无模式跳跃的泵浦激光源，这些激光源通常价格昂贵且技术要求高。在这种情况下，TFLN平台提供了更集成和灵活的替代方案。通过利用其高效的电光效应，相位匹配条件也可以高效地在芯片上调节，类似于块状QPM LN波导中的演示[150, 151]。如图4a所示，在每个QPM周期内，施加的电压选择性地修改泵浦、信号和闲频波的有效折射率，而相邻域中的折射率保持不变。这种不对称性防止了相邻域之间折射率变化的相互抵消，从而产生净波矢扰动𝛿𝑘，进而为相位匹配条件产生新的解（𝜔s, 𝜔i）。请注意，由于高效的电光效应，图4b所示的所需𝛿𝑘值可以通过实际的芯片内施加电压来实现。这突显了通过结合色散工程和电光调制实现电光波长可调OPO的有希望前景。由于电光响应几乎是即时的，这种波长调谐机制在实现数据中心中的超快波长切换网络[152]、FMCW LiDAR[153]和高速光谱采样的快速可调光源方面特别有前景。

面向单模波长可调OPO：
尽管色散工程集成LN OPO提供了低泵浦阈值和前所未有的波长可调性，但当OPO在远高于阈值的泵浦下激发时，振荡会变得高度多模，导致时间相干性降低。这种效应在接近简并点时尤为明显，因为此时参量增益带宽较大[142, 143]。为了解决这个问题，一种方法是引入波长可调的辅助谐振腔作为窄带光谱滤波器，以强制执行单模振荡[154]。另外，通过仔细的色散工程，通过最大化信号和闲频波之间的群速度差异，可以有效缩小参量增益带宽，从而可能实现单模操作。另一种有效的策略是在参量增益带宽内通过腔内电光调制来相位耦合多个纵向振荡模[47]。当电光相位调制器的驱动频率略微偏离OPO腔体自由光谱范围（FSR）时，由一个单一的纵向模和它的多个侧波段组成的超模可以在腔体内振荡[155]。通过应用一个外部调制器，并施加相反的相位和适当的调制深度来解调超模，可以实现单纵模振荡[156, 157]。

面向更广的波长可调性：
基于TFLN的色散工程OPO可以轻松地扩展到更复杂的非线性光学系统，以进一步扩展波长调谐范围和光谱覆盖。例如，通过在OPO腔体中加入额外的PPLN部分以进行宽带差频生成（DFG）[158-160]，OPO可以生成更长波长的辐射，达到4-5 μm范围，这对于分子光谱学至关重要。此外，通过在同一TFLN芯片上级联两个色散工程、低阈值OPO，第一个OPO的宽波长可调信号或闲频可以用作第二个OPO的泵浦，从而实现在单芯片上的极宽波长调谐范围。

3.1.3 电光频率调制光参量振荡器（E-O frequency-modulated OPOs）

在OPO（光参量振荡器）中引入腔内相位调制可以显著扩展OPO的光谱，生成一对以信号和闲频率为中心的宽带频率梳，如图5所示[161] a和b。

图5：
(a) FM-OPO工作原理的示意图。
(b) FM-OPO的输出光谱（蓝色），显示在信号频率和闲频率下的操作。
(a) 和 (b) 改编自参考文献[161]。

图6：基于时间透镜的TFLN E-O梳状光源。
(a) 光学显微镜图像。
(b) 基于时间透镜的E-O梳状光源的光谱。
(c) 飞秒光脉冲的自相关曲线。
(a)、(b) 和 (c) 改编自参考文献[131]。

图7：基于单共振腔的TFLN E-O梳状光源。
(a) 单共振腔E-O梳状光源的示意图。
(b) 基于单共振腔的E-O梳状光源的光学显微镜图像。
(c) 生成的E-O梳状光源的光谱测量结果。
(a) 改编自参考文献[169]，(b) 和 (c) 改编自参考文献[95]。

图8：基于双共振腔的TFLN E-O梳状光源。
(a) 双共振腔E-O梳状光源的示意图。
(b) 基于双共振腔的E-O梳状光源的光学显微镜图像。
(c) 单共振腔（紫色）和双共振腔（蓝色）E-O梳状光源的输出光谱测量结果。
(a)、(b) 和 (c) 改编自参考文献[169]。

在没有参量增益的情况下，电光相位调制产生的边带的幅度通常会随着频率偏移的增加而指数衰减[95]。相反，OPO中的参量增益可以相干放大这些调制边带，结果是在信号和闲频率周围生成非常平坦和宽带的光谱[47]。对于这种频率调制（FM）OPO，最终可实现的带宽受限于色散，而非谐振腔损耗。在Stokowski等人基于TFLN实现的FM-OPO中，展示了一个几乎平顶的光谱分布，覆盖大约200个梳状线，同时测得内部泵浦到梳状线的转换效率超过93%。值得注意的是，FM-OPO的时域输出表现为恒定的光强度，未形成脉冲，类似于FMCW激光器的行为。这种行为源于信号和闲频波之间广泛分离的自由光谱范围（FSR）之间的色散引起的不匹配，当OPO在非简并状态下工作时，导致了持续的射频频率调谐。与传统的FMCW激光器相比，FM-OPO提供了显著更大的光谱灵活性，这得益于第3.1.2节中描述的光谱可调参量增益。

3.2 超短脉冲光源

3.2.1 电光频率梳（E-O frequency combs）

生成短光脉冲的一个直接方法是利用TFLN的电光特性。在最简单的情况下，当一个正弦微波信号施加到电光相位调制器时，诱发的光相位变化会随着微波幅度周期性地变化。这会导致新的光学频率分量（边带）的生成，这些边带的间隔由调制频率决定。由于其高效的电光响应和色散工程的灵活性，TFLN在生成非常宽带的电光频率梳和超短光脉冲方面具有显著的潜力，并且能实现非常紧凑的设备占地面积。

3.1.3 电光频率调制光参量振荡器（E-O frequency-modulated OPOs）

在OPO（光参量振荡器）中引入腔内相位调制可以显著扩展OPO的光谱，生成一对以信号和闲频率为中心的宽带频率梳，如图5所示[161] a和b。在没有参量增益的情况下，电光相位调制产生的边带的幅度通常会随着频率偏移的增加而指数衰减[95]。相反，OPO中的参量增益可以相干放大这些调制边带，结果是在信号和闲频率周围生成非常平坦和宽带的光谱[47]。对于这种频率调制（FM）OPO，最终可实现的带宽受限于色散，而非谐振腔损耗。在Stokowski等人基于TFLN实现的FM-OPO中，展示了一个几乎平顶的光谱分布，覆盖大约200个梳状线，同时测得内部泵浦到梳状线的转换效率超过93%。值得注意的是，FM-OPO的时域输出表现为恒定的光强度，未形成脉冲，类似于FMCW激光器的行为。这种行为源于信号和闲频波之间广泛分离的自由光谱范围（FSR）之间的色散引起的不匹配，当OPO在非简并状态下工作时，导致了持续的射频频率调谐。与传统的FMCW激光器相比，FM-OPO提供了显著更大的光谱灵活性，这得益于第3.1.2节中描述的光谱可调参量增益。

3.2 超短脉冲光源

3.2.1 电光频率梳（E-O frequency combs）

图9：LN集成光子学上的MLL。
(a) 将增益介质与LN二次集成非线性光子学结合，用于开发芯片级的MLL的概念。
(b) 集成的主动MLL在LN上的示意图。
(c) 时间域中的模式锁定示意图。
(d) 频率域中的主动模式锁定示意图。
(b)、(c) 和 (d) 改编自参考文献[134]。

生成短光脉冲的一个直接方法是利用TFLN的电光特性。在最简单的情况下，当一个正弦微波信号施加到电光相位调制器时，诱发的光相位变化会随着微波幅度周期性地变化。这会导致新的光学频率分量（边带）的生成，这些边带的间隔由调制频率决定。由于其高效的电光响应和色散工程的灵活性，TFLN在生成非常宽带的电光频率梳和超短光脉冲方面具有显著的潜力，并且能实现非常紧凑的设备占地面积。

为了实现电光频率梳之外的超短脉冲光源，TFLN中的电光（Pockels）效应可以用来实现片上主动锁模元件，例如腔内电光相位调制器（PM）或强度调制器（IM）。例如，通过将III-V半导体增益元件与TFLN扩展腔集成，可以实现一个主动模式锁定激光器（MLL）。这种结构如图9所示，在该结构中，分布反馈（DFB）激光器与TFLN上的高Q Si3N4微环谐振器耦合。该混合Si3N4–LN光子平台结合了Si3N4波导的低损耗和TFLN的高效电光调谐。当施加一个正弦RF驱动信号到LN相位调制器时，Pockels效应周期性地调节LN腔体的折射率。这相当于通过“移动端面镜”周期性地调节腔长。当一个循环脉冲（例如噪声尖峰）遇到这个镜面时，它会以多普勒频率偏移的形式被反射。经过多次往返，累积的多普勒频移会防止稳态解的出现。然而，当电光调制与腔体往返时间完美同步时，循环脉冲会在相位调制达到极值的“转折点”恰好撞击镜面。在这种情况下，脉冲仅获得小的二次相位调制或啁啾，并伴随边带的生成造成光谱展宽。因此，一个稳态超短脉冲可以在腔内持续多次往返。

在频谱域中，由RF调制生成的每个纵向模的边带与相邻的纵向模重叠，从而强制所有纵向模相互注入锁定。尽管二次相位调制和边带生成类似于第3.2.1节中描述的电光频率梳，但主动模式锁定（MLL）的基本原理与之完全不同。在主动MLL中，由于腔体内存在增益，锁相的纵向模会发射，而在电光梳源中，频梳仅由单一泵浦激光线的能量重新分配生成。因此，与第3.2.1节讨论的电光频率梳不同，主动MLL不需要大RF调制指数来产生超短脉冲，因此可以以更紧凑的形式实现，并具有低RF功耗。此外，可以实现较高的脉冲峰值功率。采用这种方法，已在约1060 nm处达到0.5 W以上的峰值功率，重复频率约为10 GHz。

如前所述，带有腔内PM的主动MLL倾向于每次往返生成两个脉冲。这是因为脉冲可以在两个相位调制极值处稳定形成，并获得相反符号的啁啾。激光腔内的其他色散机制，如增益色散和腔色散，可能会补偿一个脉冲的啁啾，同时进一步展宽另一个脉冲，导致一个脉冲在峰值功率上占主导地位。相比之下，带有腔内强度调制器的主动MLL可以强制每次往返生成一个脉冲，并具有高峰值功率。通过增加腔体长度并使用腔内螺旋波导几何结构，也可以获得更高的峰值功率。

尽管主动模式锁定可以通过注入锁定相邻轴向模实现高稳定性和低时序抖动，但它通常会生成相对较长的脉冲（超过几个皮秒）。

图10：主动和被动模式锁定的净增益窗口示意图
(a) 主动模式锁定的净增益窗口（绿色阴影区域）。
(b) 被动模式锁定的净增益窗口（绿色阴影区域）。
(c) 上图：从𝜒(2)集成非线性分离器中获得的FH输出脉冲能量与输入平均功率/脉冲能量的关系。
下图：从𝜒(2)非线性分离器中获得的FH的归一化透射率。黑色符号是测量数据，蓝色实线是模拟结果。插图：𝜒(2)集成非线性分离器的示意图。
(c) 改编自参考文献[97]。

直观地说，这可以从主动模式锁定所固有的大净增益窗口中理解（图10a），假设激光增益恢复时间远大于脉冲宽度，并且增益已完全饱和。为了实现更短的脉冲并提高峰值强度，可以采用被动模式锁定技术——基于腔内饱和吸收器[184]或人工饱和吸收器——因为被动模式锁定中的有效净增益窗口可以更窄，甚至可以由脉冲宽度本身定义（图10b）。

在这种背景下，TFLN也可以作为被动模式锁定的优秀集成平台。它的能量高效且瞬时的𝜒(2)非线性特性和可调节的消光比有助于生成比传统半导体饱和吸收器能实现的更短脉冲。例如，通过最小化群速度色散（GVD）和群速度不匹配（GVM），并采用非线性分束器几何结构（图10c插图），可实现一个超快的人工饱和吸收器（或非线性光学开关），具有数十飞秒的响应时间和飞焦耳级的饱和能量（图10c）。此外，可以利用轻微的相位不匹配级联𝜒(2)过程，在稍微相位不匹配的PPLN纳米光子波导中产生有效的自相位调制，从而实现集成的人工饱和吸收器[186, 187]。

3.2.3 𝜒(2) 超连续谱生成与双色 𝜒(2) 孤子脉冲压缩

到目前为止，我们的讨论主要集中在从 CW 泵浦光或增益介质生成超短光脉冲。现在，我们转向脉冲泵浦的情况。超连续谱生成（SCG）是一种非线性光学过程，它产生具有频率间相位相干性的极宽且连续的光谱。最近，利用𝜒(2)相互作用在色散工程的PPLN纳米光子波导中作为光谱展宽的替代路径受到了越来越多的关注，这是因为与𝜒(3)非线性相比，它在泵浦能量效率方面具有独特的优势，并且具有跨倍频带宽的固有能力。

𝜒(2) 基于的 SCG

有两种机制——尽管有时交织在一起——可以在色散工程（低 GVD 和 GVM）的PPLN纳米光子波导中贡献到𝜒(2)基于的 SCG。第一种机制是来自级联𝜒(2)相互作用的有效𝜒(3)非线性，发生在未耗尽或弱耗尽的情况下。具体来说，当存在相位不匹配（Δ𝑘）时，光脉冲沿传播方向进行基频（FH）和二次谐波（SH）场之间的上变换和下变换。SH 到 FH 的反转会引发 FH 的强度依赖相位偏移（即自相位调制（SPM）），从而引起两种谐波的光谱展宽[188]。在这种情况下，描述 SHG 过程的耦合波方程可以简化为带有效𝜒(3)的标准非线性薛定谔方程。有效𝜒(3)的幅度由|Δ𝑘|决定，且有效𝜒(3)的符号由Δ𝑘的符号决定[185, 188]。值得注意的是，有效的𝜒(3)非线性可以比LN的固有𝜒(3)非线性大两个数量级[112]。这种增强的非线性大大降低了进行 SCG 所需的泵浦脉冲能量。此外，在更高泵浦功率下，二次和三次非线性相互作用的结合可能会导致级联的混合过程，生成高达五阶的谐波[189]。所有的谐波将经历光谱展宽，最终形成一个多倍频、相干的超连续谱。

另一个重要机制是饱和的𝜒(2)相互作用，伴随着强泵浦消耗，当相位不匹配Δ𝑘接近零时，它主导了过程[97, 118]。在这一机制中，由于低 GVM，SH 和 FH 脉冲在时间上强烈重叠，因此在 PPLN 纳米光子波导中生成的 SH 脉冲可以变得足够强烈，从而显著地消耗 FH 脉冲。如图 11a 所示，这种消耗可能在 FH 脉冲中产生显著的时间下降——即高强度区域经历更强的 SHG 转换。随着传播长度的增加，FH 和 SH 场之间的连续能量交换会引起快速的飞秒级强度振荡，甚至在 FH 和 SH 脉冲中形成几个周期的脉冲结构[118]，如图 11a 所示。

图11：基于PPLN纳米光子波导中的饱和𝜒(2)相互作用的超连续谱生成
(a) PPLN纳米光子波导内基波和二次谐波脉冲的演化。
(b) 模拟输出脉冲光谱。
(c) 在不同泵浦脉冲能量下的实测输出脉冲光谱。
(a) 至 (c) 改编自参考文献[118]。

在频域中，光谱展宽来源于这些超快的时间强度变化，并随着传播距离的增加而扩大，因为随着波导中的特征数量增多，更多的周期特征会出现在光谱中。此外，这些几周期脉冲之间的干涉会在输出光谱中产生精细的调制条纹，如图 11b 和 11c 所示。饱和的𝜒(2)相互作用机制表现为所需泵浦能量与波导长度的二次扩展（对于𝜒(3)基于的SCG是线性扩展），这使得在保持跨倍频带宽度相干性的同时，能够以显著低的脉冲能量生成跨倍频的SCG。

与基于𝜒(3)非线性的跨倍频SCG相比，前述的基于𝜒(2)的 SCG 在色散工程的 PPLN 纳米光子波导中不仅能轻松实现相干的跨倍频带光谱，而且 FH 和 SH 梯度之间具有强烈的光谱重叠。这种重叠的谐波梯度导致了显著的干涉和拍频信号，这些信号在广泛的带宽上保持相位锁定。这一特征使得在波导后面使用快速光电探测器进行载波包络偏移（CEO）频率（𝑓𝑐𝑒𝑜）检测成为可能[112, 190]，因为大部分光学带宽可以为光电流做出贡献。这大大简化了2𝑓干涉法用于𝑓𝑐𝑒𝑜检测，从而推动了自参考频率梳的发展。

双色𝜒(2)孤子脉冲压缩

跨倍频的𝜒(2)-SCG为生成少周期甚至单周期的光脉冲提供了巨大潜力。然而，实现期望的时间脉冲形状通常需要额外的相位补偿。作为一种替代方法，可以使用色散工程的 PPLN 纳米光子波导中的双色 𝜒(2) 孤子脉冲压缩来实现干净的少周期超短脉冲。在这个过程中，一个时间上较宽的 FH 脉冲被压缩成一个更短的脉冲，并伴随生成一个与其协同传播的 SH 脉冲，如图 12a 所示。

图12：基于相位不匹配的PPLN纳米光子波导的双色孤子脉冲压缩
(a) 双色孤子脉冲压缩的示意图。输入的基波脉冲被压缩，并伴随有一个共同传播的压缩SH脉冲。
(b) PPLN纳米光子波导的显微镜图像，展示了基波和二次谐波脉冲之间的往返转换。
(c) 基波（顶部）和二次谐波（底部）脉冲沿波导的模拟演化。
(d) 在(c)中标记位置的基波和二次谐波脉冲的时间特性。
(a) 至 (d) 改编自参考文献[192]。

具体来说，在低 GVM、低 GVD 和接近相位匹配（Δ𝑘 ∼ 0）的情况下，FH 和强烈生成的 SH 脉冲保持强烈的时间重叠，从而在传播过程中实现连续的能量交换（反复转换）（图12b）。这种相互作用会导致饱和的𝜒(2)光谱展宽，类似于第3.2.3节中描述的。双色𝜒(2)孤子和高效的脉冲压缩发生在这种非线性光谱展宽效应与线性GVD所导致的时间展宽效应相平衡时。值得注意的是，色散工程的 PPLN 波导中显著降低的时间走差使得这一方案能够克服传统𝜒(2)孤子压缩中由于相位不匹配过大所带来的脉冲压缩限制[188, 193]。

如图 12c 和 12d 所示，双色𝜒(2)孤子压缩动力学来源于与高阶孤子演化相关的周期性脉冲展宽和压缩。可实现的压缩因子由孤子数控制，孤子数依赖于输入脉冲的峰值功率和持续时间：较大的孤子数产生更强的压缩，但脉冲质量较差[193]。通过优化波导长度和泵浦功率，Gray等人实验演示了将48飞秒脉冲压缩至13飞秒（2090 nm处的亚二周期），同时SH脉冲达到16飞秒[192]。通过控制FH和SH脉冲之间的相对相位——例如，通过使用集成的E–O调制器进行载波包络相位调节——实现单周期脉冲合成成为可能。

3.2.4 同步泵浦 𝜒(2) 光参量振荡器（OPO）

除了作为前述 3.1.2 节所描述的波长可调 CW 光源之外，TFLN 上的集成 OPO 还可以纯粹基于 𝜒(2) 非线性作用实现超短脉冲或孤子的形成。与凯尔孤子微梳相比，𝜒(2) OPO 可以在显著较低的泵浦功率下或以降低的腔体 𝑄 因子形成脉冲和孤子。此外，通过参数下变换，它们可以在凯尔孤子梳难以或无法进入的光谱区域生成脉冲，特别是在中红外区域。

由于 𝜒(2) 非线性在强瞬时场强下更为显著，而大场强通常在脉冲操作中最容易实现，因此同步泵浦 OPO（SPDOPO）引起了越来越多的关注[194, 195]，其中泵浦是一个与 OPO 腔体的往返时间同步或几乎同步的超短脉冲序列。一种有前景的系统是同步泵浦简并 OPO（SPDOPO），在该系统中，𝜒(2) 共振腔在 2𝜔 处被泵浦，生成一个共振半谐波（信号/闲频）在 𝜔 处。操作在简并点的优势有三点。首先，由于 OPO 在简并点的相位敏感性，信号梳与泵浦梳相位锁定[196]。其次，简并点周围的大光学参量增益带宽有助于生成更短的脉冲或更宽的梳[195]。第三，由于 OPO 在简并点的相位敏感的参量增益以及真空波动的存在，SPDOPO 可以生成具有二进制（0 或 𝜋）相位的光脉冲，使其可以用作高数据速率的光二进制随机位生成器[11, 57, 59, 197]、用于光计算和传感的概率位[66, 198, 199]以及压缩真空源[200, 201]。接下来，我们将讨论 SPDOPO 的不同工作模式以及它们所启用的不同设备行为和应用。

静态模式:
SPDOPO 的静态模式对应于泵浦脉冲在 2𝜔 处与信号/闲频脉冲在 𝜔 处之间的时间走差可以忽略的条件。这确保它们在整个相互作用长度上有时间重叠。当 GVM × 𝐿 小于 𝜏𝑝 时，其中 𝐿 是泵浦与信号脉冲之间的相互作用长度，𝜏𝑝 是泵浦脉冲的持续时间。在这个模式下，只要泵浦峰值功率适中（不显著高于阈值），且泵浦和信号脉冲的 GVD 不是很大，SPDOPO 生成的信号脉冲将主要继承泵浦脉冲的时间宽度[202, 203]。然而，当泵浦脉冲非常短，并且其峰值功率超过 OPO 阈值时，强烈的 2𝜔 与 𝜔 脉冲之间的反复转换（第 3.2.3 节所描述的饱和 𝜒(2) 相互作用）会引起 OPO 输出在 𝜔 和 2𝜔 周围的显著光谱展宽。然而，由于非线性相位的积累，展宽的 OPO 光谱是无相干的。非常有趣的是，进一步增加泵浦功率不仅会导致 OPO 光谱进一步展宽，还可以使生成的 OPO 再次变得相干[204]。这是因为泵浦重复周期与腔体往返时间之间的微小失谐也可以引起相位积累，从而刚好补偿来自非线性效应的相位积累。利用这一机制，已经在 121 fJ 的泵浦脉冲能量下展示了 2.6 倍频带的 SCG[204]。

走差诱导的时间孤子模式:
在具有大 GVM 的 SPDOPO 中，当泵浦脉冲较长（例如几皮秒长）时，泵浦和信号之间的相互作用变得非静态，信号脉冲甚至可以在 PPLN 区域中“走过”泵浦脉冲。

图13：非平稳SPDOPO中的𝜒(2)时间孤子
(a) 上面板：大GVM下在SPDOPO中形成走位引起的孤子的示意图。由于信号和泵浦之间的大GVM，信号通过泵浦走位时，非平稳OPA过程导致显著的脉冲压缩。
下面板：走位引起的孤子的时间展宽和能量的双重平衡。
(b) 上面板：小GVM下在SPDOPO中形成时间同时孤子的示意图。经过OPA后，信号（𝜔）获得了群延迟的非线性偏移Δ𝑇，这通过由于腔体回程失谐导致的时间失配Δ𝑇RT得到补偿。
下面板：时间和能量的双重平衡用于同时孤子的形成。

如图 13a 上面板所示，这个过程可以由于“增益剪切效应”[121, 202]导致信号脉冲的显著变短。在色散和损耗的作用下，OPO 中可以维持一种时间孤子，称为走差诱导的耗散孤子，其中通过耗散的能量损失被参量增益平衡，而由于腔体 GVD 导致的时间展宽则被增益引起的脉冲压缩效应所抵消，如图 13a 下面板所示[121]。实验表明，走差诱导的孤子的形成可以使泵浦到信号脉冲的压缩因子达到 ∼42，将 775 nm 处的 13.2 ps 脉冲压缩到 1550 nm 处的 316 fs，且具有约 10% 的高转换效率[121]。通过平整色散轮廓（即最小化有效折射率的波长依赖性）和增加 GVM 或增益部分的长度，可以进一步提高脉冲压缩因子。

时间 simulton 模式:
尽管走差诱导的时间孤子能够实现显著的脉冲压缩，但由于其形成需要非常小的非线性相位移（即仅略高于阈值且泵浦消耗最小），实现更高的效率和峰值功率仍然是一个挑战。随着泵浦功率的进一步增加，稳定的信号脉冲可能会因为时间增益窗口的扩大而展宽或破裂。为了克服这些限制，可以利用另一种孤子类型，称为时间 simulton[122, 202]，其特征是信号脉冲在 𝜔 处与泵浦脉冲在 2𝜔 处的同时和相位锁定形成。时间 simulton 由两个耦合的平衡产生：(i) 参量增益和损失之间的能量平衡，(ii) 由泵浦消耗引起的非线性信号脉冲加速（由时间提前 Δ𝑇 特征化）与腔体往返失谐（Δ𝑇RT）之间的时间平衡。这个独特的机制使信号脉冲能够从泵浦中提取更多的能量（效率可以超过 50%），从而导致强烈的泵浦消耗并生成具有高峰值功率的信号脉冲，而不会发生显著的脉冲畸变。为了实现稳定的时间 simulton 和更短的脉冲持续时间，必须最小化 GVD 并采用非零的三阶色散（TOD）。TOD 通过偏移 simulton 的质心并与时间失谐一起工作来补偿非线性相位移。

SPDOPO 的非静态工作模式 在上述讨论中对开发高效、高峰值功率（甚至达到瓦特级）超短脉冲源具有重要意义，即使从长的准 CW 或 CW 泵浦开始[205]。直观地说，可以理解为，在这些非静态 SPDOPO 中，信号可以通过从泵浦脉冲中“走过”来从泵浦中提取大量能量。在这种情况下，GVM 实际上充当了一种泵浦能量存储机制——类似于模式锁定激光增益介质中的激发态寿命。

4 展望

近期在工程化 TFLN 上的相干光源领域取得的快速进展不仅加深了我们对非线性和电光光–物质相互作用的理解，还为传感、计量、量子与经典计算以及信息处理等多个领域开辟了诸多机会。在这里，我们概述了几个有前景的研究方向，旨在激发未来的研究工作。

进入紫外可见光谱区域
如第 3.2 节所述，工作在可见光和紫外光波长的集成光子电路对于新兴应用至关重要，如用于定位、导航和计时的便携光学与原子钟、量子传感以及水下通信。尽管现有的低损耗光子平台（如锗硅酸盐[206]、氮化硅[207–213]、铝土矿[212, 214–217]和 HfO2[218]）在紫外可见范围内有效地传输光，但它们通常缺乏主动调制、放大或产生此波段光的能力。最近，已经证明 TFLN 及其紧密相关的平台薄膜钽酸锂（TFLT）在可见光波段表现出低光学损耗，甚至低至 6 dB/m [219, 220]。开发可调波长的 𝜒(2) 参数光源[115, 221]、光放大器或超连续谱生成器，利用 TFLN 或 TFLT 同时访问多个传统半导体激光器或频率倍增器难以达到的波长，将能够催生新一代集成的紫外可见光子技术。在此背景下，像反向设计[222, 223]这样的先进色散工程技术将极大地扩展 𝜒(2) 参数光源的光谱覆盖。然而，紫外或可见光光子的较高能量导致了光致折射效应的增加，这可能引起如光学[224]、E-O 幅度调制器的直流偏移[225]、共振频率漂移[225–228]，以及影响相位匹配条件的效应，这些都会扭曲非线性传输函数并降低非线性频率转换效率[229]。因此，深入理解 TFLN 和 TFLT 中不良的光致折射效应并采取有效的缓解策略[225, 228, 229, 229–231]，对于提高设备性能和可靠性至关重要。

向更短的脉冲持续时间和更高的脉冲峰值功率迈进
最近，已经建立了许多非线性和超快光学功能可以在 LN 纳米光子平台上实现，包括超连续谱生成（SCG）[112, 118, 189, 190, 204]、光学参量放大（OPA）[112, 120, 232, 233]、光学参量振荡器（OPO）[90, 142, 203, 204, 234, 235]、脉冲压缩[121, 192]、全光开关[97]、全光非线性激活函数[65]、量子态生成[67, 200, 201, 236–241]。因此，开发高度相干的、高峰值功率的、超短脉冲光源集成在纳米光子 LN 芯片上，可以实现集成的超快光子系统，具有前所未有的性能和功能。如第 3.2 节所述，集成在 TFLN 上的超快 MLL（模式锁定激光器）[134, 184]是实现这一吸引目标的有前景的路径。为了达到更高的峰值功率和更短的输出脉冲，将稀土离子如 Er3+ [77, 87, 180, 242–245]、Yb+ [246–249] 或 Ti:Sapphire [28, 78, 250] 增益介质集成到 TFLN 平台上将更有优势。与通常展示极短激发态寿命（约纳秒级）和快速增益恢复的半导体增益介质相比，这些固态增益介质具有更长的（微秒或毫秒级）激发态寿命，允许激光脉冲在每次往返中从泵浦中提取更多能量，从而实现更高的峰值功率和效率。固态增益介质还不受半导体中不良的瞬态载流子动力学的限制，这通常会将脉冲持续时间限制在200 fs 以上[251]。利用 TFLN 的 𝜒(2) 非线性作用进行被动模式锁定和脉冲压缩，可能进一步使得生成更短的脉冲成为可能，同时大大简化系统复杂性。此外，正如我们在第 3.2.4 节所详细阐述的，另一个有前景的方法是利用非静态 𝜒(2) SPDOPO 中的 𝜒(2) 时间孤子。通过在泵浦和信号之间引入足够大的时间走差[205]，可以在适度功率的准 CW 甚至 CW 泵浦下维持高峰值功率的超短时间孤子。此外，还可以探索其他类型的 𝜒(2) 孤子[147, 252]、E-O 效应与 𝜒(2) 参数增益之间的相互作用[161, 253, 254]、级联 𝜒(2) 非线性[255]，用于高效的超短光脉冲生成和光谱展宽。

量子技术的新兴应用
片上超快光源对量子光子技术具有基础性应用。例如，为了生成纯光子，需要 femtosecond 至 picosecond 的泵浦脉冲来生成光谱纯净的光子[168, 256]，这是可扩展量子硬件的基本要求[257]。通常，这样的泵浦脉冲是由庞大的片外激光器生成的[168]。由于 LN 平台可以作为高效的光子对源[168, 238]，因此将超快泵浦激光器与参量光子对源集成，将为量子计算和通信应用提供紧凑的光子对生成解决方案。色散工程的高速高增益 OPA 也可以用于放大和测量单光子[258]。目前，量子检测的最前沿技术， 无论是用于通信还是计算，都利用超导纳米线单光子探测器（SNSPDs），它们需要低温冷却。SNSPDs 也由于材料限制天生较慢，最大检测带宽限制为 1 GHz [259]。LN 上的色散工程 OPA 可以提供高速检测，提升 SNSPDs 的带宽瓶颈，最重要的是，提供室温检测。这可能允许量子通信和计算应用中可扩展的室温解决方案，而这在其他材料平台上是不可行的。

超越光源的新兴应用
另一个有前景的方向在于利用 TFLN 或 TFLT 𝜒(2) 集成光源的独特属性，如超宽带波长重配置、相位敏感的参量放大和振荡、电光调制、𝜒(2) 非线性动力学及其相互作用，以开启传感、计算和信息处理的新能力。例如，TFLN 或 TFLT 纳米光子波导或谐振腔的高效 E-O 效应可以使微波[14, 260, 261] 和太赫兹（THz）场的生成和检测成为可能[262–265]，这最终可能导致单片的太赫兹光谱传感系统。集成 LN OPO 的宽带信号和闲频波长调谐范围以及对中红外波长的可访问性可以实现高分辨率的片上中红外光谱[143]。此外，OPO 的宽带波长重配置可以用于检测腔体中的极小扰动，而无需高 𝑄 光学谐振腔[266–268]。SPDOPO 中由于时间 simulton 形成的高 OPO 倾斜效率可以显著增强腔体内分子传感的灵敏度[269]。此外，集成的 SPDOPO 的概率性随机相位态可以作为光计算中一种新兴计算架构的高数据率概率位（p-bits）[198, 199]。