光學參量振蕩器（OPO）是一個參量振蕩器，在光學頻率振蕩。xxx個光學參量振蕩器由JosephA.Giordmaine和RobertC.Miller于1965年演示，激光發明五年后，在貝爾實驗室。光學參量振蕩器用作各種科學目的的相干光源，并為量子力學研究產生壓縮光。

光學參量振蕩器主要由一個光學諧振腔和一個非線性光學元件組成。光諧振器用于諧振信號和閑散波中的至少一種。在非線性光學晶體中，泵浦波、信號波和閑散波重疊。這三個波之間的相互作用導致信號和閑散波的幅度增益（參數放大）以及泵波的相應去放大。增益允許諧振波（信號或惰輪或兩者）在諧振器中振蕩，補償諧振波在每次往返時經歷的損耗。該損耗包括由提供所需輸出波的諧振器反射鏡之一向外耦合造成的損耗。由于（相對）損耗與泵浦功率無關，但增益取決于泵浦功率，因此在低泵浦功率下，增益不足以支持振蕩。只有當泵浦功率達到特定閾值水平時，才會發生振蕩。高于閾值，增益還取決于諧振波的幅度。因此，在穩態操作中，諧振波的幅度由該增益等于（恒定）損耗的條件決定。循環幅度隨著泵浦功率的增加而增加，輸出功率也隨之增加。

光子轉換效率、輸出信號或閑散波中每單位時間的輸出光子數量相對于每單位時間入射到光學參量振蕩器中的泵浦光子數量可以很高，在百分之幾十的范圍內。典型的閾值泵浦功率介于幾十毫瓦到幾瓦之間，具體取決于諧振器的損耗、相互作用光的頻率、非線性材料的強度及其非線性。可以實現幾瓦的輸出功率。存在連續波和脈沖光學參量振蕩器。后者更容易構建，因為高強度僅持續一小部分一秒，這對非線性光學材料和反射鏡的損害小于連續高強度。

在光學參量振蕩器中，初始閑散波和信號波取自始終存在的背景波。如果閑散波與泵浦光束一起從外部發出，則該過程稱為差頻生成（DFG）。這是比光學參量振蕩更有效的過程，并且原則上可以是無閾值的。

為了改變輸出波頻率，可以改變泵浦頻率或非線性光學晶體的相位匹配特性。后者是通過改變其溫度或方向或準相位匹配周期來實現的（見下文）。對于微調，還可以改變諧振器的光路長度。此外，諧振器可以包含抑制諧振波的模式跳躍的元件。這通常需要主動控制OPO系統的某些元素。

如果非線性光學晶體不能進行相位匹配，則可以采用準相位匹配（QPM）。這是通過周期性地改變晶體的非線性光學特性來實現的，主要是通過周期性極化。在合適的周期范圍內，可以在周期性極化的鈮酸鋰(PPLN)中產生700nm到5000nm的輸出波長。常見的泵浦源是1.064μm或0.532μm的釹激光器。

光學參量振蕩器的一個重要特征是所產生輻射的相干性和光譜寬度。當泵浦功率顯著高于閾值時，兩個輸出波非常近似地處于相干狀態（類激光波）。諧振波的線寬非常窄（低至幾kHz）。如果采用窄線寬的泵浦波，非諧振產生的波也表現出窄線寬。窄線寬光學參量振蕩器廣泛用于光譜學。

光學參量振蕩器是最廣泛用于在連續變量范圍內產生壓縮相干態和光糾纏態的物理系統。許多連續變量的量子信息協議演示都是使用OPO實現的。

在所述腔體內部殲滅每個泵光子產生了對在信號光子和空載腔內模式。這導致信號強度和閑散場強度之間存在量子相關性，因此在強度減法中存在壓縮，這激發了下變頻場的名稱“雙光束”。迄今為止達到的最高壓縮水平是12.7dB。

事實證明，雙光束的相位也是量子相關的，導致糾纏，理論上在1988年預測。低于閾值，糾纏在1992年，和2005年首次測量到閾值以上。

高于閾值，泵浦光束耗盡使其對晶體內部發生的量子現象敏感。在1997年進行了參數相互作用后泵場中的xxx次擠壓測量。最近預測所有三個場（泵場、信號場和惰輪）必須糾纏在一起，實驗證明了這一預測同一組。

雙光束的強度和相位不僅共享量子相關性，而且共享它們的空間模式。此功能可用于增強圖像系統中的信噪比，從而超過用于成像的標準量子限制（或散粒噪聲限制）。

光學參量振蕩器現在被用作調整到原子躍遷的壓縮光的來源，以研究原子如何與壓縮光相互作用。

最近還證明了簡并光學參量振蕩器可以用作不需要后處理的全光量子隨機數發生器。