光学倍频又称光学二次谐波，是指由于光与非线性媒质(一般是晶体)相互作用,使频率为ω的基频光转变为2ω的倍频光的现象。这是一种常见而重要的二阶非线性光学效应。激光出现后的1961年，P.A.弗兰肯等人利用石英晶体将红宝石激光器发出的波长为 694.3纳米的激光转变成波长为347.15纳米的倍频激光，从而开始了非线性光学的主要历史阶段。图1是该实验装置的原理图。
光学倍频来源于媒质在基频光波电场作用下产生的二阶非线性极化，即极化强度中与光波电场二次方成比例的部分。这一部分极化强度相当于存在一种频率为2ω的振荡电偶极矩。基频光波在媒质中传播的同时激励起一系列这样的振荡电偶极矩。它们在空间中的分布就好比一个按一定规则排列的偶极矩阵列，偶极矩之间有一定的相对位相。由于阵列中每个电偶极矩都要辐射频率为2ω的光波, 故偶极矩阵列的辐射应是这些光波互相干涉的结果。无疑，只当干涉是相互加强时才会有效地产生倍频光输出。为此,阵列中各振荡电偶极矩间要保持恰当的位相关系。 从此便产生了所谓位相匹配条件k(2ω)=2k(ω),它是产生光学倍频的重要条件,其中k(ω)和k(2ω)分别为基频和倍频光在媒质中的波矢。 当这两个光波沿同一方向传播时，此条件转化为要求媒质中倍频光的折射率n(2ω)等于基频光的折射率n(ω)。
通常利用晶体本身的双折射性质来实现位相匹配。例如，对于负单轴晶体，在正常色散情况下，可选择光的偏振方向使基频光为寻常光，倍频光为非常光，再通过夹角θ 来实现位相匹配。参看图2,其中的圆(球面)是频率为ω 的寻常光的折射率曲面。它表示这种光在任意方向传播时折射率n(ω)均等于n憙 。该图的椭圆(椭球面)是频率为 2ω 的非常光的折射率曲面。它表示这种光的折射率n(2ω)随传播方向θ而变化, 在大值n厺与小值之间沿着椭圆变动。当θ=θm时球面与椭球面相交，即光沿此方向传播时n(ω)=n(2ω)。这意味着当选择此方向入射基频光时，位相匹配条件得到满足并在同一方向会有倍频光输出。
当满足位相匹配条件时，倍频光功率密度正比于基频光功率密度的二次方，也正比于晶体作用长度的二次方。此外还与媒质的倍频系数(二阶非线性极化率)二次方成正比。
光学倍频可将红外激光转变为可见激光，或将可见激光转变为波长更短的激光，从而扩展激光谱线覆盖的范围。在激光技术中已被广泛采用。为得到波长更短的激光可用多级倍频。
目前已有许多种倍频晶体，且可达到相当高的倍频转换效率。对于可见及近红外的基频光，常用的倍频晶体有 KDP、KD*P、ADP、LiIO3、CDA等等, 转换效率可高达30%～50%。对于中红外基频光,常用晶体为Ag3AsS3、GdGeAs2、Te、CdSe等，转换效率为5%～15%左右。
用非线性晶体使基频入射光波产生倍频光波(又称光学二次谐波)的非线性光学效应。1961年弗兰根使光学倍频得以实现。次年，勃罗姆贝根作出了理论解释，为非线性光学奠定了基础。
当入射光很强时，入射光在晶体材料中感生的电极化强度P可能包含非线性项：
P=X(1)E+X(2)E2
如果某点处入射光波表示为E=E0cosωt，则
可见，电极化强度中除了有直流成分外，还有频率为ω的基频和频率为2ω的倍频成分。与这些电极化强度成分相应，有基频极化波P(ω)和倍频极化波P(2ω)，及其相应的基频次波幅射和倍频次波辐射，即E′(ω)和E′(2ω)。
在光学二次谐波产生过程中，非线性晶体的原子或分子的量子状态不发生变化，因此辐射场光子须满足能量守恒和动量守恒，后者在非线性光学中称为相位匹配。基频入射光子的能量为hv，波矢
(λ)和n(λ′)为非线性晶体对基频光和谐波光的折射率；α0和α′为基频光和谐波光传播方向上的单位矢量。于是能量守恒要求hv+hv=hv′，即要求二次谐波的频率v′应该是入射基波频率的二倍。动量守恒要
n(v)=n(2v)，即要求晶体对入射基波光和二次谐波光的折射率相同。设晶体为负单轴晶体，具有正常色散特性。晶体内o光和e光折射率满足条件：ne(2v)>ne(v)和n0(2v)>n0(v)。则实验中可选择基频入射光以o光形式入射，使谐波光以e光形式出射，则在与晶体光轴成ψ0角的特殊方向上，可以实现ne(v)=n0(2v)。还可以用其它方法实现相位匹配条件。
光学倍频目前已广泛使用于激光频率转换，由基波向二次谐波的能量转换效率可达30～50%。将1.06微米红外激光转换成0.53微米的绿色激光，已在实验室中实现。
