光学参量振荡器

光学参量振荡器（OPO）是一个参量振荡器，在光学频率振荡。xxx个光学参量振荡器由JosephA.Giordmaine和RobertC.Miller于1965年演示，激光发明五年后，在贝尔实验室。光学参量振荡器用作各种科学目的的相干光源，并为量子力学研究产生压缩光。

光学参量振荡器主要由一个光学谐振腔和一个非线性光学元件组成。光谐振器用于谐振信号和闲散波中的至少一种。在非线性光学晶体中，泵浦波、信号波和闲散波重叠。这三个波之间的相互作用导致信号和闲散波的幅度增益（参数放大）以及泵波的相应去放大。增益允许谐振波（信号或惰轮或两者）在谐振器中振荡，补偿谐振波在每次往返时经历的损耗。该损耗包括由提供所需输出波的谐振器反射镜之一向外耦合造成的损耗。由于（相对）损耗与泵浦功率无关，但增益取决于泵浦功率，因此在低泵浦功率下，增益不足以支持振荡。只有当泵浦功率达到特定阈值水平时，才会发生振荡。高于阈值，增益还取决于谐振波的幅度。因此，在稳态操作中，谐振波的幅度由该增益等于（恒定）损耗的条件决定。循环幅度随着泵浦功率的增加而增加，输出功率也随之增加。

光子转换效率、输出信号或闲散波中每单位时间的输出光子数量相对于每单位时间入射到光学参量振荡器中的泵浦光子数量可以很高，在百分之几十的范围内。典型的阈值泵浦功率介于几十毫瓦到几瓦之间，具体取决于谐振器的损耗、相互作用光的频率、非线性材料的强度及其非线性。可以实现几瓦的输出功率。存在连续波和脉冲光学参量振荡器。后者更容易构建，因为高强度仅持续一小部分一秒，这对非线性光学材料和反射镜的损害小于连续高强度。

在光学参量振荡器中，初始闲散波和信号波取自始终存在的背景波。如果闲散波与泵浦光束一起从外部发出，则该过程称为差频生成（DFG）。这是比光学参量振荡更有效的过程，并且原则上可以是无阈值的。

为了改变输出波频率，可以改变泵浦频率或非线性光学晶体的相位匹配特性。后者是通过改变其温度或方向或准相位匹配周期来实现的（见下文）。对于微调，还可以改变谐振器的光路长度。此外，谐振器可以包含抑制谐振波的模式跳跃的元件。这通常需要主动控制OPO系统的某些元素。

如果非线性光学晶体不能进行相位匹配，则可以采用准相位匹配（QPM）。这是通过周期性地改变晶体的非线性光学特性来实现的，主要是通过周期性极化。在合适的周期范围内，可以在周期性极化的铌酸锂(PPLN)中产生700nm到5000nm的输出波长。常见的泵浦源是1.064µm或0.532µm的钕激光器。

光学参量振荡器的一个重要特征是所产生辐射的相干性和光谱宽度。当泵浦功率显着高于阈值时，两个输出波非常近似地处于相干状态（类激光波）。谐振波的线宽非常窄（低至几kHz）。如果采用窄线宽的泵浦波，非谐振产生的波也表现出窄线宽。窄线宽光学参量振荡器广泛用于光谱学。

光学参量振荡器是最广泛用于在连续变量范围内产生压缩相干态和光纠缠态的物理系统。许多连续变量的量子信息协议演示都是使用OPO实现的。

在所述腔体内部歼灭每个泵光子产生了对在信号光子和空载腔内模式。这导致信号强度和闲散场强度之间存在量子相关性，因此在强度减法中存在压缩，这激发了下变频场的名称“双光束”。迄今为止达到的最高压缩水平是12.7dB。

事实证明，双光束的相位也是量子相关的，导致纠缠，理论上在1988年预测。低于阈值，纠缠在1992年，和2005年首次测量到阈值以上。

高于阈值，泵浦光束耗尽使其对晶体内部发生的量子现象敏感。在1997年进行了参数相互作用后泵场中的xxx次挤压测量。最近预测所有三个场（泵场、信号场和惰轮）必须纠缠在一起，实验证明了这一预测同一组。

双光束的强度和相位不仅共享量子相关性，而且共享它们的空间模式。此功能可用于增强图像系统中的信噪比，从而超过用于成像的标准量子限制（或散粒噪声限制）。

光学参量振荡器现在被用作调整到原子跃迁的压缩光的来源，以研究原子如何与压缩光相互作用。

最近还证明了简并光学参量振荡器可以用作不需要后处理的全光量子随机数发生器。