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摘要
量子噪声限制了光学测量的灵敏度，但光的压缩态使得量子增强的计量、传感和信息处理成为可能。大多数芯片上的压缩光源依赖于克尔（χ(3)）非线性效应，但受到泵浦功率和多余损耗的限制。而二次（χ(2)）平台则提供更强的参数相互作用、更低的泵浦功率要求以及更大的光谱工程灵活性。在这里，我们通过在单一周期性极化铌酸锂（PPLN）微共振腔中实现双共振光学参数放大器，展示了在薄膜铌酸锂（TFLN）光子芯片上强烈的宽带压缩光产生。近全深度的域反转与高度过耦合的共振相结合，展现了超过90%的逃逸效率和超过250万的内在品质因子，在一个0.6 mm²的X切面TF-PPLN共振腔中，实现了在793.5 nm泵浦下，在1587 nm处的高效压缩。在连续波工作模式下，我们直接测量到−0.81 dB的压缩，低于射击噪声极限，同时获得了+4.29 dB的反压缩。从这些测量中，我们推断芯片上的压缩水平为−7.52 dB ± 0.22 dB（95%置信区间：[−7.96, −7.10] dB），反压缩水平为+9.62 dB ± 0.25 dB。我们演示了在简并状态下的单模压缩，压缩光谱超过10.3 THz。这项工作报告了集成χ(2)腔平台中最高的压缩比率，并且是芯片上的首个准相位匹配的完全共振χ(2)腔压缩器，开辟了一个可扩展的、完全集成的高效压缩光源的路线，为量子增强传感和计量提供支持。划重点--销售晶圆和加工SOI晶圆：--220nm薄膜/ 3um厚膜-3umSIO2-675um

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文章名：Quantum squeezing in an all-resonant periodically poled lithium niobate microresonator作者：Xinyi Ren1,2, Reshma Kopparapu1,2, Tushar Sanjay Karnik1,4, Chun-Ho Lee1,2, Kiwon Kwon1, Clayton Cheung1,2, Yue Yu1,2,4, Shi-Yuan Ma3, Bo-Han Wu3, Ran Yin1,2, Lian Zhou1,2, Quntao Zhuang2, Dirk Englund3, Zaijun Chen1,2, and Mengjie Yu1,2,4单位：mit&加州伯克利&加州洛杉矶大学
1 引言
光的压缩态[1, 2]是指在某一场正交方向上的量子噪声被抑制到低于射击噪声极限的状态，是连续变量量子技术中的不可或缺的资源。通过超越标准量子极限来降低测量不确定性，压缩技术在量子传感领域取得了突破[3]，包括声学频率传感[4]、引力波探测[5, 6, 7, 8]、量子成像[9, 10]、双梳光谱学[11, 12]和分布式量子传感[13, 14, 15, 16]等应用，同时也在量子通信和安全密钥分发[17, 18]中得到应用。此外，压缩真空和多模压缩梳[19, 20]是许多连续变量量子计算和仿真架构的基础[21, 22]。尽管大块光学参数振荡器（OPOs）长期以来提供了压缩[23, 24]，这些系统体积庞大、对准敏感且功耗高，限制了其在可扩展量子网络中的实用性。因此，现代光子学的一个主要目标是直接在光子芯片上实现紧凑且可扩展的压缩光源。集成光子平台具有显著的优势：它们可以利用在紧密限制的波导和微共振腔中的强光学非线性效应，显著减少所需的泵浦功率，并通过强大的色散工程实现宽带压缩带宽[25, 26]。
在过去的十年中，受这些优势的启发，集成光子学已经成为压缩光生成的多功能平台，涵盖了二次（χ(2)）和克尔（χ(3)）非线性效应，以及基于波导和共振腔的实现，适用于脉冲和连续波（CW）模式。早期的芯片上压缩演示是在基于克尔非线性的氮化硅微环共振腔中实现的[26]，随后在振荡阈值降低、带宽扩展和近简并操作方面取得了显著进展[27, 28, 29, 30, 31, 32, 33, 34, 35, 36, 20]。尽管有这些进展，基于克尔效应的平台仍然面临固有的限制。由于克尔相互作用的高阶性质，实现强压缩通常需要高泵浦功率或极高的腔体品质因子（Q因子），这反过来会引入宽带多余噪声或寄生非线性过程，如热折射波动和自发拉曼散射[36, 29]。在共振设备中，泵浦和压缩场的光谱接近性迫使逃逸效率和泵浦功率之间进行不利的权衡，因为过度耦合压缩共振腔会迅速增加所需的泵浦功率[31, 35]。这一特性进一步要求对泵浦光进行高消光比的滤波，以进行同相检测，从而引入额外的光学损耗，直接降低可观察到的压缩效果[31, 35, 28, 30, 26]。此外，竞争性非线性过程如非简并四波混频和布拉格散射容易发生相位匹配，并且在高泵浦功率驱动下，可能导致寄生模耦合和过量噪声，这些都会降低压缩纯度和操作鲁棒性[28, 29, 30]。这些挑战激发了人们对二次（χ(2)）非线性平台的日益关注，其中显著更强的相互作用使得在较低泵浦功率下实现高效的参数过程。在实践中，集成的χ(2)压缩光源几乎完全在铌酸锂中实现，因其具有较大的二阶非线性、低光学损耗和准相位匹配技术。薄膜铌酸锂（TFLN）进一步结合了这些材料优势，具有高光学约束性和可扩展的纳米制造技术，使其成为集成连续变量量子光子学的领先平台。超宽带脉冲真空压缩也已在纳米光子学χ(2)波导中演示，突显了该平台强大的非线性能力[37]。在TFLN中实现的压缩光生成的初步演示主要依赖于非共振周期性极化铌酸锂（PPLN）波导，这些波导需要较大的设备占地面积，并且通常由脉冲或连续波激光以高光学功率泵浦。尽管这样的平台能够实现太赫兹带宽的压缩，但它们通常需要数十到数百毫瓦的泵浦功率[38, 39, 40, 41]，且容易受到波导损伤和激光噪声的影响。此外，实现均匀的准相位匹配仍然具有技术挑战，因为极化的不均匀性会直接降低压缩效率和光谱纯度。腔增强TFLN方法为通过共振增强非线性相互作用并减少设备占地面积提供了一条有前景的路线；然而，在高保真极化和大Purcell增强下，同时优化泵浦和压缩模式的共振条件和耦合强度，仍然是实现芯片上稳健、低阈值连续波压缩的核心挑战[42, 43, 44]。迄今为止，在TFLN共振腔中实现的压缩光包括一个集成OPO，展示了0.55 dB的压缩和1.55 dB的反压缩，其中仅基础场与共振，逃逸效率为35%[45]，或使用模相位匹配获得1.5 dB的推算压缩[46]。

在本研究中，我们首次使用全共振准相位匹配光学参数放大器在TFLN上实现了正交压缩。利用先进的纳米制造和设备共同设计，我们实现了一个TF-PPLN微共振腔，具有迄今为止报告的PPLN腔中最高的内在品质因子260万，并且实现了近全深度的域反转和接近50%的极化工作周期，所有这些都在一个极度过耦合的共振中实现，耦合长度为200 µm。这使得χ(2)相互作用的共振增强变得强大且可重复。在泵浦功率为27 mW的阈值以下，并精确控制共振条件的热调节下，我们观察到相对于射击噪声的噪声抑制为−0.81 dB ± 0.04 dB，同时获得+4.29 dB ± 0.10 dB的反压缩。通过损耗跟踪和光子流方法，我们推断芯片上的压缩为−7.52 dB ± 0.22 dB，反压缩为+4.29 dB ± 0.10 dB。生成的压缩光具有超宽带光谱，压缩带宽为10.3 THz，对应于244对相关信号-闲置模式，并且在简并状态下，芯片上的压缩光功率为320 pW。2 结果

压缩真空光是在一个光子集成电路（PIC）上生成的，该电路包括一个配备PPLN的单环共振腔，如图1a所示。该微环设计为在接近793.5 nm的二次谐波（SH）和接近1587 nm的基频谐波（FH）波长处共振，从而实现高效的χ(2)光学参数相互作用。赛道型共振腔是在600 nm厚的X切TFLN晶片上制造的，经过在一个直波导臂上周期性极化后，再用800 nm厚的二氧化硅层包覆。腔体的路径长度为3177 µm，对应的自由光谱范围（FSR）大约为42.2 GHz（图1a）。由于器件色散和有限的腔体线宽，只有一部分跨越FH和SH光谱带的腔体共振对满足共振条件，其中频率为ω和2ω的光可以同时共振增强。在图1b中，顶部面板显示了微环共振腔的显微镜图像。白色框标记的区域i对应芯片面 facet的扫描电子显微镜（SEM）图像，这些面被优化的抗反射层覆盖，以抑制Fresnel反射和寄生的光学干涉效应，从而优化压缩光输出。

图1：基于TF-PPLN的集成双共振芯片压缩器的概念和设计。
a，带有PPLN的微环共振腔示意图，位于纳米光子芯片上。该设备通过χ(2)非线性相互作用，将SH频率2ω（蓝色，输入）的光转换为FH频率ω（红色，输出）生成压缩光。
b，微环的光学显微图，突出显示了0.9 mm长的周期性极化部分。右上方显示了抗反射涂层芯片面的SEM图像。底部面板展示了共振腔内极化域图案的显微镜图像。
c，附近极化波导的SHG效率校准，得到2516 %/W/cm²。
d，滑轮耦合器设计，展示了总线和共振腔波导之间TE0模式的相位匹配。FH模式故意过耦合，以实现高效的外部耦合。
e,f，FH（e）和SH（f）波长的实验传输谱，显示与耦合模式设计的一致性，提取的外部Q因子为Qe = 2.4 × 10⁵，内在Q因子分别为Qi = 2.1 × 10⁶（SH）和Qi = 2.6 × 10⁶（FH）。过耦合的FH共振产生了约91.5%的逃逸效率。插图展示了模拟的空间模式分布，确认了FH和SH模式都在同一波导内传播，支持双共振操作。

准相位匹配（QPM）通过电场辅助周期性极化实现，周期为4.742 µm，选择该周期是为了基于设备尺寸生成1540–1610 nm波段内的压缩光。白色框ii突出显示了用于周期性极化的区域。在波导刻蚀之前，施加持续几毫秒的高压脉冲，穿过光刻定义的电极，以反转铁电域。图1b的底部面板显示了0.9 mm长的极化部分。通过处理双光子显微镜图像，我们估算出极化工作周期为0.54 ± 0.01，极化和未极化部分之间的强度对比度为1.03 ± 0.04（见附录SM部分II）。基于这些推测值，我们的模拟预测二次谐波生成（SHG）效率为2570 %/W/cm²，与从相邻极化波导中实验测得的2516 %/W/cm²值良好一致（图1c）。

赛道型共振腔中的光学滑轮耦合器采用介电扰动理论设计。在环形波导路径上，波导宽度发生变化：顶部和底部的直线部分设置为2 µm，以增强非线性模式的约束性并减少损耗，同时在进入具有欧拉弯曲的弯曲部分时，逐渐缩小至1 µm的更窄宽度。该设计使得总线波导和环形波导的TE0模式之间实现有效的相位匹配，同时抑制了与不需要的高阶模式的耦合，并在FH波长下提供过耦合，以最大化压缩光的逃逸效率。如图1d所示，滑轮耦合器设计使FH模式的外部Q因子Qe ≈ 1.3 × 10⁵（星标）。测量的共振与此设计紧密匹配。从图1e中的FH传输谱中，我们提取的外部Q因子为Qe = 2.4 × 10⁵，表明腔体强烈过耦合，并产生了ηesc = Qi/(Qi+Qe) = 91.5%的逃逸效率。从图1(e,f)提取的内在Q因子分别为FH模式的Qi = 2.6×10⁶和SH模式的Qi = 2.1×10⁶。据我们所知，这是在TF-PPLN共振腔中实现的最高逃逸效率和Qi，得益于精确的耦合工程和低损耗纳米制造过程（见附录SM部分I）。在先前报道的芯片上共振腔中，推动强过耦合通常会导致内在品质因子的显著下降，因为与不需要模式的寄生耦合和耦合区域中引入的额外散射损耗[47, 48]。在一个共振压缩平台中，高逃逸效率确保大部分生成的非经典场被提取到测量通道中，而不是在内部消耗，这使其成为实现大可观察压缩的关键要求。

我们首先通过测量SHG谱来表征压缩器芯片的非线性性能，使用的实验装置如图2a所示（详细信息见附录SM部分III）。该芯片安装在热电控制器（TEC）上，用于温度调节和稳定。尽管SHG发生在围绕1587 nm中心的20 nm（3 dB）QPM带宽范围内，但只有满足共振条件的波长光能够在腔体内积累，从而产生显著的SH输出。如图2b所示，在QPM范围内出现了几个离散的SHG峰，这些峰的间距由FH和SH模式的共振腔自由光谱范围（FSR）决定。通过温度调节，可以进一步优化这一共振条件，利用FH和SH模式的不同热光系数，如图2c所示。尽管这些离散的光谱峰发生了变化，但整体光谱包络保持不变，并与极化波导的模拟QPM响应紧密匹配，确认了潜在的非线性相互作用和域结构是均匀的。测量的光谱包络与模型之间的强一致性进一步验证了周期性极化的高保真性。模拟的包络是通过使用数值计算的导模有效折射率色散neff(λ)的第一阶准相位匹配波导模型获得的。我们计算了相位不匹配∆k(λ) = k2ω(λ/2) − 2kω(λ)，包括与均匀极化周期Λ相关的光栅波矢量2π/Λ，并评估了规范化的光谱响应∝ sinc²([∆k(λ) − 2π/Λ]L/2)，其中均匀的相互作用长度L = 0.9 mm。该模型假设泵浦光未耗尽、单模传播和均匀域结构，因此捕捉了整体的准相位匹配包络，而不是离散的共振模式结构。图2d显示了在共振条件下进行的SHG效率校准。可见泵浦波长选择在测量SH谱的峰值处。在泵浦未耗尽的情况下，生成的二次谐波功率随芯片上基频功率线性增加。对数据进行线性拟合，得到标准化的SHG效率为30,157 %/W。

图2：芯片上χ(2)压缩器的SHG表征。
a，SHG测量装置。一个可调的近红外激光器耦合到压缩器芯片中，生成的可见光通过可见光光电探测器（PD）收集。
b，SHG峰值出现在QPM带宽内的离散位置，在这些位置，FH和SH共振同时对齐。约4 nm的峰值间距来源于两种模式的共振腔自由光谱范围（FSR）。
c，在不同温度下测量的SHG光谱，整体包络与极化波导的模拟QPM响应匹配。
d，功率依赖的SHG效率，显示出标准化的芯片上转换效率为30,157×10⁴ %/W，从实验数据的线性拟合中提取。为了表征参数发射过程，我们首先注入SH和FH光，并监测它们的传输，同时调节芯片温度以定位共振条件（图3a和b，详细信息见附录SM部分IV）。图3b显示了在最佳温度调节下的近红外（FH）和可见光（SH）传输光谱，对应于两个模式之间几乎零的相对失谐。近红外传输条纹是由于种子相位敏感的参数放大和去放大效应。然后，阻断FH输入，只将SH泵浦光（接近793.5 nm）引入腔体。由此产生的压缩光谱通过光学光谱分析仪（OSA）记录。图3c和图3d分别展示了潜在的参数过程和实验结果。产生了简并和非简并的参数边带，生成了一个宽带压缩光谱，具有均匀间隔的频率分量。图3d中的插图显示频率间隔与近红外共振腔自由光谱范围（FSRFH）为42.2 GHz相匹配。自发简并参数边带在1587 nm处实现，芯片上的功率为320 pW，腔体线宽为1.36 GHz，对应于每赫兹2.05个光子数，也可用于推断芯片上的压缩（见附录SM部分VII）。此外，输出的自发参数光谱从1512 nm到1655 nm之间具有超过85 nW的功率，并且3 dB带宽超过10.3 THz，由244个模式对组成。参数光谱的高亮度和大光谱覆盖范围是由于高逃逸效率，以及我们经过色散工程设计的PPLN共振腔所实现的低群速度色散（GVD，β2）和紧凑极化长度的结果。该平台允许在同一设备中通过配置局部振荡器，简单实现近简并单模和非简并双模压缩操作。通过在腔体中利用大的Purcell增强因子，共振压缩器打破了单通道波导设备中通常存在的压缩比和带宽之间的权衡，尽管压缩以离散频率对的形式出现。我们进一步分析了在不同泵浦-腔体失谐条件下的压缩光谱，发现压缩功率和参数增益在近零失谐时达到最大值（见附录SM部分VI）。因此，这种双共振操作对于实现强参数相互作用至关重要，并为随后的压缩测量提供了基础。图3：芯片上χ(2)压缩器的压缩光谱表征。
a，测量装置。接近793.5 nm的可见泵浦激光在双共振条件下驱动压缩器芯片，输出光谱由OSA记录。
b，记录的两个模式的传输光谱，当共振重叠时，显示交替的放大和去放大特性。
c，当泵浦激发共振的SH和FH模式时，生成了简并和非简并模式对，产生了一个宽带压缩光谱，具有均匀间隔的边带。
d，测量的芯片上量子频率梳光谱，揭示了围绕1587 nm的宽带参数生成。插图显示了放大后的腔体共振，具有均匀间隔，与FSRFH匹配。

为了观察正交压缩并测量相应的量子噪声减少，芯片输出信号随后与强局部振荡器（LO）进行干涉，使用一个平衡光电探测器，外部量子效率为96%（图4a）。基于光纤的干涉仪提供了平衡同相干涉，具有17毫弧度的相对相位稳定性和91.5%的可见度。通过在LO路径中使用电光相位调制器（Thorlabs, LN65S-FC），在压缩真空和LO之间实现相位控制。通过将压缩角度扫描0到π范围，可以读取压缩和反压缩的正交分量，分别对应于减少和增强的量子噪声。在我们的实验中，从−4 V到+4 V的三角形扫描对应于在20 Hz下进行的完整2π相位扫调。图4b显示了在20 MHz边带频率下检测到的噪声功率，已归一化使得射击噪声对应于0 dB。在输入芯片上泵浦功率为27 mW时，我们观察到−0.81 dB ± 0.04 dB的压缩和+4.29 dB ± 0.10 dB的反压缩。光电探测器的暗噪声比射击噪声低20 dB，从芯片输出到平衡光电探测器（BPD）的总检测损耗为6.84 dB。尽管观察到的压缩主要受到芯片外部损耗的限制，芯片上的压缩仍然可以通过增加可见泵浦功率来进一步提高，从而接近设备逃逸效率所发布的−10.6 dB极限，如果操作接近OPO阈值。我们通过基于损耗追踪和光子流估算的两种互补分析推断了芯片上的压缩水平（见附录SM部分VII）。在损耗追踪分析中（见SM部分VIIA），通过输出面传输和独立测量的芯片外部损耗，包括传播损耗、模式重叠可见度和光电二极管量子效率，关联测量的压缩和反压缩与芯片上的值。解得耦合的非线性方程组，得到输出面损耗为4.44 dB，芯片上的压缩和反压缩水平分别为−7.52 dB和+9.62 dB。提取的输出面损耗表明输入和输出面之间的耦合损耗略微不对称，因为独立测量的总输入输出传输损耗为9 dB。值得注意的是，这一结果表明，正交方差测量提供了一种实际的方法来提取光子集成电路的输出面损耗，这是其他方法难以直接访问的。此外，我们使用基于简并状态下测量的压缩光功率的光子流模型来估算芯片上的压缩（见SM部分VIIB），得到压缩和反压缩分别为−7.56 dB和+9.70 dB，且与损耗追踪分析结果高度一致。通过基于相关物理参数的测量不确定性（包括测量的压缩±0.04 dB，反压缩±0.10 dB，有效芯片外传输±0.2 dB，逃逸效率±0.04 dB）进行蒙特卡洛误差传播的误差分析，得出芯片上压缩和反压缩的推断值分别为−7.52 dB ± 0.22 dB，95%置信区间为[−7.96, −7.10] dB，和+9.62 dB ± 0.25 dB，95%置信区间为[9.13, 10.12] dB（详细内容见SM部分VIIA）。

图4：来自双共振集成压缩器的压缩光观测。
a，实验装置布局。NIR激光被分为两条路径，一条用于压缩光生成，另一条用于局部振荡器（LO），然后在平衡同相探测器处合并。NIR：近红外；LO：局部振荡器；PM：相位调制器；COL：准直器；BS：光束分离器；RSA：射频光谱分析仪。
b，在压缩角度扫描下的归一化量子噪声，如相位调制器驱动的下部轨迹所示。观察到−0.81 dB±0.04 dB的压缩和+4.29 dB±0.10 dB的反压缩。

与最先进的集成压缩光源相比，我们的双共振薄膜铌酸锂压缩器在泵浦功率上远低于所有先前展示的χ(3)集成压缩器，达到了报道的基于腔体的χ(2)设备中最高的压缩比和最宽的参数光谱，同时提供了比波导实现方式更小的占地面积（图5）。高保真的准相位匹配使得能够利用铌酸锂中最大的有效χ(2)非线性，并支持比模相位匹配方法更广泛的压缩带宽。当结合泵浦和压缩波长的同时共振时，该架构显著降低了所需的泵浦功率，从而减轻了多余激光噪声的影响，并降低了光学诱导损伤的风险。与χ(3)基于的演示相比，后者需要超高光学品质因子才能达到可观的压缩，我们的平台在仅为几百万的宽松腔体Q下实现了大幅度的压缩，极大简化了制造公差并提高了可扩展性。使用不同的泵浦和压缩波长进一步允许独立控制共振条件，从而仅在压缩波长下在极度过耦合的状态下运行，同时保持最佳的泵浦增强。此外，这项工作是首次展示同时克服与域反转引起的散射、寄生模式耦合和长耦合区域中的刻蚀损耗通常相关的高光学损耗，同时保持强大的非线性相互作用。由此产生的紧凑型色散工程腔体支持扩展的压缩带宽，为实现超过10 THz带宽的双模压缩协议提供了可扩展的路线。

3 结论

总之，我们展示了一个芯片级、双共振χ(2)薄膜PPLN压缩器，该压缩器在前所未有的低泵浦功率27 mW下，实现了−0.81 dB ± 0.04 dB的连续波压缩和+4.29 dB ± 0.10 dB的反压缩（推断芯片上的压缩为−7.52 dB ± 0.22 dB，反压缩为+9.62 dB ± 0.25 dB），同时保持了91.5%的高逃逸效率、0.6 mm²的紧凑占地面积，并在单个集成设备中提供超过10 THz的光谱支持。展望未来，通过更深的刻蚀和空气包覆实现的色散工程将减少群速度色散（GVD），进而进一步扩展压缩光谱的带宽，支持超宽带多太赫兹双模压缩协议。同时，使用刻蚀和侧壁极化的制造方法可以进一步减少与极化相关的刻蚀损耗，从而避免各向异性刻蚀引起的散射[49]。该平台本质上与电光相位控制兼容，能够实现快速调制、Pound–Drever–Hall锁定和长期稳定化，并且可以与芯片上的干涉电路轻松集成。与此同时，通过优化刻蚀、侧壁平滑和低损耗光纤–芯片接口，进一步减少传播和耦合损耗，将直接增加可检测的压缩效果。为了达到最大增益和压缩，接近参数振荡阈值的操作将受益于提高温度以抑制光折射–热光竞争，为接近量子极限的性能提供了一条途径。除了压缩光生成之外，双共振架构在过耦合模式下自然支持低噪声的参数放大[50]、量子频率梳[51, 52]，以及使用相同设备几何形状的高亮度、高速自发参数下转换光源[53]。总之，这些能力使薄膜铌酸锂成为一个可扩展的多功能平台，适用于紧凑、高效、宽带的连续变量量子光子学。

图5：集成压缩光源的文献比较。报告的压缩和反压缩水平与芯片上泵浦功率一起绘制，分别针对基于χ(2)（绿色）和χ(3)（品红色）非线性的集成设备。标记形状表示设备架构：腔体（圆形）和波导（十字）。预印本结果由星号表示。可用时，报告的压缩或压缩光谱带宽在相应的数据点旁边标注，包括波导基设备的多太赫兹带宽和我们设备的10.3 THz光谱跨度。我们的工作位于图的左侧低功率、高压缩区域，突出了双共振TFLN设备在高效压缩光生成方面的优势。由于没有推断值，文献[45]未包含在内（测量结果为−0.55 dB压缩和1.55 dB反压缩）。