宽分离光参量振荡（OPO）是实现跨红外及可见光谱相干波长转换的有力手段。尽管此类产生已在氮化硅、铌酸锂等材料平台上得到验证，但4H-SiC虽同时具备强二阶和三阶非线性以及超低材料损耗，此前却尚未被探索。本文中，我们通过色散工程，在4H-SiC微谐振器中展示了可调谐、宽分离的OPO产生。通过优化谐振器几何结构，使其在通信波段实现正常色散，并在1550 nm附近泵浦，产生了一对跨近一个倍频程的信号光和闲频光，这是4H-SiC中宽分离OPO的首次演示。通过改变泵浦波长可调谐频率间隔，测得的信号和闲频波长与相位匹配预测吻合良好。利用4H-SiC的非中心对称晶体结构，所产生的OPO信号光与泵浦光发生级联二次谐波产生（SHG）和和频产生（SFG），从而产生波长低于700 nm的相干可见光。这种级联上转换宽分离OPO信号的方式为可见光产生提供了一条新路径。这些结果确立了4H-SiC作为覆盖可见光至2 µm区域非线性波长转换的有前景平台。

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**1 引言**

基于三阶非线性（χ⁽³⁾）的光参量振荡（OPO）是实现片上波长转换的有效途径[1–5]。当非线性谐振器的色散经过适当设计时，单个泵浦可产生频率间隔很宽的信号光和闲频光，从而开辟难以直接到达的光谱区域，并实现光子对产生[6]。该方法已在多种光子平台上得到验证，包括氮化硅[1,2,4,7,8]、氟化镁[9]、硫系玻璃[5]、五氧化二钽[10,11]、硅[12]和氮化铝[13]，各平台在非线性和色散控制方面提供了不同的优势平衡。

片上可见光产生在量子光子学、传感、光谱学和计量学等领域日益重要[14,15]。可见光谱范围涵盖众多原子和分子跃迁，是高精度光谱、频率参考和光钟技术的基石。为获取可见光波段，人们在不同材料平台上探索了多种非线性过程。基于二阶非线性（χ⁽²⁾）的二次谐波产生（SHG）和和频产生（SFG）可将红外泵浦上转换，但通常需要强χ⁽²⁾和相位匹配条件[16]。基于三阶非线性（χ⁽³⁾）的Kerr OPO和受激四波混频（FWM）则可实现可调谐的可见光波段产生[2,15]。一种尤为吸引人的途径是将χ⁽³⁾和χ⁽²⁾结合在级联过程（OPO、SHG和SFG）中，使通信泵浦光转换至可见光范围，同时扩展转换带宽至一个倍频程。这种混合策略利用了多种非线性机制的互补优势，因此有望用于紧凑型集成光子学[14,17,18]。

4H-SiC是实现这种混合途径的有前景平台，因为它同时具有显著的χ⁽²⁾和χ⁽³⁾非线性以及低材料吸收[19–21]。尽管在4H-SiC中已展示了近泵浦OPO、频率梳产生和受激拉曼激光[21–24]，但宽分离OPO尚未有报道。其非中心对称晶体结构还使SHG和SFG成为可能，使4H-SiC非常适合χ⁽²⁾-χ⁽³⁾联合波长转换[3]。

在本工作中，我们通过几何工程使4H-SiC微环谐振器在通信波段实现正常色散，从而展示了可调谐、宽分离的OPO产生[25]。通过改变泵浦波长，我们实现了从1200 nm至2200 nm的宽波长调谐范围。随后，OPO信号光通过级联SHG和SFG与泵浦光结合产生可见光，这是4H-SiC微环谐振器中利用通信泵浦实现OPO辅助可见光产生的首次演示。

**2 结果**

**2.1 器件设计**

实现宽分离OPO产生需要精细控制谐振器的色散。泵浦波长处的正常色散对于抑制泵浦频率附近的OPO产生、并促进宽分离信号和闲频波长的相位匹配至关重要[3,25]。虽然已有混合模式族[12,26]和基于光子晶体的模式劈裂[10,25]等替代方案，但通过几何优化实现正常色散在设计和制造上更为直接。

**图1：器件设计与模拟。** a) 制备的SiC微环谐振器的扫描电子显微镜（SEM）图像。b) 环中TE00模的模拟模场分布。c) 固定环宽（RW）为2.5 µm、不同环半径（RR）时，在1550 nm处模拟的β₂随波长变化。d) 固定环半径为60 µm、不同环宽时，在1550 nm处模拟的β₂随波长变化。e) 和 f) 分别为在1550 nm处，RR从50 µm到130 µm、RW从1.3 µm到5.2 µm的组合映射图中模拟的β₂和β₄。e) 中的黑色实线表示零色散参数。e) 和 f) 中的两个红色三角形分别标记了用于单对OPO和双对OPO产生的环参数。

对于如图1(a)和(b)所示的微环谐振器，其几何参数包括环宽（RW）、环半径（RR）、刻蚀深度和包层厚度，共同决定色散特性[2,10]。在这些尺寸中，半径和环宽对TE00模式色散影响最大。图1(c)给出了固定环宽2.5 µm、不同环半径时在不同波长下模拟的色散β₂。与之对应，图1(d)给出了环半径固定为60 µm、不同环宽时的情况。刻蚀深度和包层厚度分别固定为580 nm和450 nm。模拟表明，通过增大环宽或减小环半径，TE00模式可在通信波长处调至正常色散区。

OPO产生中的频率间隔由相位匹配条件决定，该条件关键取决于二阶色散系数β₂与四阶系数β₄的比值 [5, 9, 27, 28]。同一模式族内OPO产生的相位匹配条件可写为 [9, 28]：

其中 \( \Omega_{\mathrm{pm}} \) 为相位匹配频率，\( D_e(\Omega) = \sum_{n=1}^{\infty} \frac{\beta_{2n} \Omega^{2n}}{(n)!} \) 表示偶数阶色散项，\( L \) 为谐振腔长度，\( \gamma \) 为非线性系数，\( P \) 为腔内功率，\( \delta_0 \) 为泵浦场与腔谐振之间的相位失谐。考虑偶数阶色散的前两项，实现宽分离OPO要求在泵浦波长处具有正常色散（β₂>0）和负四阶色散（β₄<0）。预期的频率间隔表明，β₂与β₄之间的对比度越大，OPO的频率间隔就越宽。

图1(e)和(f)中的模拟结果给出了在1550 nm处，当环半径（RR）从50 µm变化到130 µm、环宽（RW）从1.3 µm变化到5.2 µm时，β₂和β₄色散项的分布。在图1(e)中，黑色线标记了零色散线（β₂=0），正常色散区域位于零色散线以上。在图1(f)中，整个区域内的β₄均为负值，但在RR大于70 µm且RW大于4 µm的区域内，|β₄|取得最小值。因此，为了获得宽分离OPO，我们制备并测试了两个具有不同参数组合的器件，如图1(e)和(f)中两个三角形标记所示。

**2.2 单对OPO的产生**

采用与文献[24]相似的制造工艺，我们制备了一个环宽为5 µm、半径为120 µm的微环谐振器（对应图1(e)和(f)中的右三角形）。刻蚀深度和包层厚度保持与模拟值接近。模拟色散表明，该器件在1550 nm附近处于正常色散区（图1(e)）。如图2(b)所示，频率失配（Δν = νₛ + νᵢ − νₚ）曲线预测，当泵浦波长为1550 nm（νₚ）时，OPO信号光（νₛ）和闲频光（νᵢ）将分别在大约1150 nm和2400 nm处产生。

**图2：单对OPO的产生。** a) 在不同泵浦波长下采集的光谱。信号光（较短波长）和闲频光（较长波长）用红色三角形标记。λₚ为泵浦波长。b) 当器件在1550 nm泵浦时，RR为120 µm、RW为5 µm的TE00模的模拟频率失配曲线。该曲线表明器件在1550 nm处具有正常色散特性，预期产生单对OPO。c) 收集到的参量振荡波长随泵浦波长的变化。信号光（蓝点）和闲频光（红点）在不同波长下满足相位匹配条件，并表现出覆盖1200 nm至2200 nm的可调谐性。实线为利用相位匹配条件进行的拟合。

在图2(a)所示的实验演示中，我们以约40 mW的片上功率在1567 nm处泵浦该微环，观测到OPO产生，信号光和闲频光波长分别约为1265 nm和2059 nm。光谱通过覆盖1200 nm至2400 nm范围的光谱分析仪（OSA）采集。在~1550 nm处测得的腔品质因数约为5×10⁶（见补充信息），这使得OPO阈值功率足够低[1,5]，因此在某些泵浦波长（如1567 nm）下无需外部放大器即可发生OPO。

如图2(a)所示，将泵浦波长从1567 nm调谐至1584 nm，OPO频率间隔持续减小。不同材料中均已报道宽分离OPO的可调谐性[9,29]。某些方法（如能量耗散控制）工作在反常色散区，随泵浦波长增加频率间隔增大[5]。相比之下，大多数报道的正常色散区单模族OPO实验显示，随波长增加频率间隔减小，这与本器件的观测结果一致[2,9,28,29]。由式(2)可知，波长相关的频率间隔来源于波长相关的β₂。当在正常色散区泵浦器件时，以图1(d)中的绿色曲线为例，较长波长会导致|β₂|减小（忽略波长相关的β₄），因此信号与闲频之间的间隔变窄。

图2(c)给出了在约1550 nm至1600 nm泵浦波长范围内测得的信号光（蓝点）和闲频光（红点）波长。仅考虑式(1)中偶数阶色散的前两项时，相位匹配条件变为[9,28]：

实线为利用相位匹配条件拟合得到的结果[9,30,31]，与实验数据吻合极好。通过将泵浦波长从1553 nm调谐至1587 nm，信号光从1205 nm相应移至1378 nm。信号支的调谐斜率约为5.06，即泵浦波长每移动1 nm，产生的信号光移动5 nm。闲频支的调谐斜率约为9.21，显著扩展了波长转换范围。

**2.3 双对OPO的产生**

除了在半径120 µm器件中实现的单对信号/闲频配置外，我们在RR为90 µm、RW为5 µm的微环谐振器（对应图1(e)和(f)中的左三角形）中观察到了两对信号/闲频的产生。与单对情况相比，双对OPO提供了额外的光谱自由度，可同时访问多个相位匹配的信号和闲频通道。

**图3：RR为90 µm的双对OPO产生。** a) 在不同泵浦波长下采集的光谱。当泵浦波长为1541 nm时，检测到两对信号和闲频光，分别用红色（内OPO）和黄色（外OPO）三角形标记。黄色三角形标记的外信号（闲频）波长为1209 nm（2124 nm），与泵浦波长满足相位匹配条件。内对OPO的信号（闲频）位于1327 nm（1839 nm），同样满足相位匹配条件。1385 nm处的较弱峰是泵浦光、内信号和外信号参与的四波混频（FWM）结果。光谱中其他较弱峰来源于类似的FWM过程。当泵浦波长为1552 nm时，外OPO的信号光移至1200 nm以下，超出OSA测量范围。当泵浦波长为1562 nm时，仅产生内OPO。b) RR为90 µm、RW为5 µm的TE00模的模拟频率失配曲线。类似地，该曲线表明该几何结构在1550 nm附近具有正常色散特性，但预期产生两对OPO。c) 在1540 nm至1570 nm泵浦波长范围内收集的参量振荡波长随泵浦波长的变化。实线为利用相位匹配条件对内对（红色）和外对（黄色）OPO的拟合结果。

图3(b)中的频率失配曲线表明，该器件同样工作在正常色散区（β₂>0），与半径120 µm器件类似。然而，该频率失配曲线在泵浦波长两侧各有一个零点。这种行为源于涉及六阶色散（β₆）项的相位匹配条件[1]。对于相位匹配条件(1)，此时方程变为：

**当考虑β₆时** [9, 28]，频率失配曲线在泵浦波长两侧各出现两个零点，表明存在两个不同的相位匹配区域，可预期产生双对宽分离OPO过程。在图3(a)所示的实验测量中，当泵浦波长约为1541 nm时，产生了内边带OPO（红色三角形标记）和外边带OPO（黄色三角形标记）。这一行为与先前报道的氮化硅中由强高阶色散引起的双对OPO过程一致[1]。当泵浦波长为1547 nm时，双对OPO过程仍然存在，但与1541 nm泵浦时的光谱相比，内OPO频率间隔变窄，外OPO频率间隔变宽。具体而言，外OPO的信号光（黄色三角形标记）发射波长为1201 nm，已接近OSA的短波极限；相应地，外OPO的闲频光位于2176 nm。当进一步将泵浦波长调至1552 nm时，内OPO（红色三角形）的频率间隔持续减小，而外OPO的频率间隔则增大。外OPO的信号光移出OSA范围，但在~2389 nm处留下一个伪影信号（实际信号波长约为1195 nm），这一现象在先前研究中也曾观察到[7]。在更长泵浦波长下，外对OPO的产生变得更加困难。从图3(a)的上至下图，外对OPO的功率逐渐降低，当泵浦波长为1562 nm时仅存在内对OPO过程。光谱中较弱的峰是产生的信号光与泵浦光之间受激四波混频的结果。例如，当1541 nm泵浦产生两对OPO后，信号光（1209 nm和1327 nm）与泵浦光（1541 nm）通过FWM过程在1385 nm处产生了一个峰。

图3(c)展示了在约1540 nm至1570 nm泵浦波长范围内测得的两对信号和闲频波长随泵浦波长的变化。外对OPO在1560 nm后消失，这是由于宽分离OPO过程的增益带宽缩小[28,29]以及长波长闲频光在振荡过程中损耗增大[5]。实线为利用包含六阶色散（β₆）的相位匹配条件(4)拟合得到的结果。沿用图2(c)中的拟合方法，我们将β₂视为波长相关，同时固定β₄和β₆，这是一种简化处理，并导致外OPO过程的测量点产生更多衍生偏差，因为高阶色散对更宽频率间隔贡献更大。尽管简化模型能准确再现实验数据的大致趋势，但定量吻合并不预期。偏差可能来源于被忽略的高阶色散项、制造引起的波导几何变化，以及所研究波长范围内材料折射率模型的不确定性[9]。

**2.4 级联上转换产生的可见光**

除宽分离OPO产生外，4H-SiC的非中心对称晶体结构还使其能够利用χ⁽²⁾非线性过程，进一步扩展这些器件的实用性。具体而言，OPO信号光与泵浦光子可通过SHG和SFG进一步在可见光谱范围内产生光。

**图4：可见光的产生。** a) 通过光谱仪收集图2中同一器件的散射光，在600 nm至800 nm范围内检测到的光谱。探测到的峰分别由信号光的二次谐波产生（SHG，黄色三角形）、信号光与泵浦光的和频产生（SFG，橙色三角形）以及泵浦光的SHG（红色三角形）产生。b) SHG/SFG波长随泵浦波长的变化。红点表示(a)中红色三角形所指的波长，来源于泵浦光的SHG；橙色点和黄色点分别对应于橙色和黄色三角形标记的波长。c) 在1554 nm泵浦下，微环的俯视光学图像，可见散射光被检测到。该图像使用彩色CMOS相机拍摄。d) 在不同温度下用光谱分析仪（OSA）收集的SFG功率。最高效SFG产生的最佳温度约为297 K。e) 在最佳温度下，于SFG（左）、信号（中）和泵浦（右）附近收集的光谱。

可见光的表征通过使用光谱仪收集微环上方散射光完成。如图4(a)所示，在泵浦与图2(a)相同的器件时，可见光范围内观察到清晰的SHG和SFG峰。这些峰的泵浦波长依赖性源于OPO过程的可调谐性。随着泵浦波长增加，由于泵浦和信号频率同时红移，所有SHG和SFG峰均向长波方向移动。仅由泵浦产生的SHG信号（红色三角形）出现在约770–800 nm，已超出可见光范围。另外两个峰分别为信号光的SHG（黄色三角形）以及信号光与泵浦光的SFG（橙色三角形）。观测到的强度变化源于它们不同的相位和共振匹配条件[32–34]。图4(b)给出了详细的波长映射图，绘制了在1540–1590 nm泵浦范围内观测到的SFG和SHG峰波长随泵浦波长的变化。信号光的SHG具有比泵浦SHG更陡的波长依赖性，这符合预期，因为图2(c)中OPO信号光的移动速度是泵浦波长的5倍。这种波长映射使得通过简单的泵浦波长调节即可精确控制可见光输出颜色。图4(c)展示了在1554 nm泵浦下微环发出橙色散射光的显微镜图像。

为进一步提高可见光功率，我们通过调节芯片温度来调制谐振器特性。利用热电控制器（TEC）在285–305 K范围内进行温度调谐，利用谐振器中二阶非线性过程的温度依赖频率匹配（图4(d)）[32–34]。与288 K相比，SFG功率在约297 K处出现超过3 dB的峰值增强，表明热控制为优化可见光输出提供了一种实用机制。图4(e)显示了在优化温度下、泵浦波长约为1554 nm时收集的可见光谱（右图）。OPO过程产生的信号光在1205 nm（中图）。主导的SFG峰位于约678 nm（左图），考虑光纤耦合损耗后，估算其片上功率约为-35 dBm。然而，此处的温度调谐伴随着OPO过程的同步改变，因为温度引起的信号光频移可能使其转移到另一个腔谐振模式（见补充信息），从而在新的温度下满足相位匹配条件。

**3 结论**

总之，我们首次在4H-SiC微环谐振器中实现了宽分离光参量振荡，这是通过精心设计谐振器几何结构以在通信波长处建立正常色散而达成的。通过优化环半径和环宽，我们分别获得了单对和双对信号/闲频产生的不同色散行为区域。两种类型的OPO在约1550 nm泵浦下均表现出从约1200 nm至2200 nm的可调谐性。除宽分离OPO外，我们还通过同时发生的SHG和SFG过程观测到级联上转换至可见光谱范围。这些级联非线性效应使得仅通过改变泵浦波长即可在橙色至红色范围内产生可调谐可见光，无需短波长的可调谐光源。凭借4H-SiC强二阶和三阶非线性，在单片器件中实现从红外至可见光谱范围的波长转换能力，代表了集成光子学的重要进展。这些结果使4H-SiC微环谐振器成为可见光和中红外波段片上光源的有前景候选者，在量子光子学、传感和非线性光谱学等领域具有应用潜力。

Widely tunable optical parametric oscillation and visible light  

generation in 4H-SiC microresonators

Yongsheng Wang, Shuangyou Zhang, Yurong Ren, Paolo Leonelli, Mingjun Chi, and Haiyan Ou