DE102016005021B4

DE102016005021B4 - Verfahren und Vorrichtung zur Messung der Tiefe der Dampfkapillare während eines Bearbeitungsprozesses mit einem Hochenergiestrahl

Info

Publication number: DE102016005021B4
Application number: DE102016005021.7A
Authority: DE
Inventors: Martin Schönleber; Christoph Dietz
Original assignee: Precitec Optronik GmbH
Current assignee: Precitec Optronik GmbH
Priority date: 2016-04-22
Filing date: 2016-04-22
Publication date: 2024-07-11
Anticipated expiration: 2036-04-23
Also published as: CA3020046C; US11027364B2; DE102016005021A1; US20190091798A1; CA3020046A1; WO2017182107A1

Abstract

Verfahren zur Messung der Tiefe der Dampfkapillare (88) während eines Bearbeitungsprozesses mit einem Hochenergiestrahl (19), wobei das Verfahren die folgenden Schritte aufweist:a) Richten eines optischen Messstrahls (70a) auf den Boden einer Dampfkapillare (88), die in einem Wechselwirkungsbereich zwischen einem Werkstück (24) und dem Hochenergiestrahl (19) entsteht;b) Erfassen von Reflexen des Messstrahls (70a) in einem optischen Kohärenztomographen (40);c) Erzeugen von Roh-Messdaten aus den in dem optischen Kohärenztomographen erfassten Reflexen,d) Wiederholen der Schritte a) bis c) zu mehreren Zeitpunkten ti, i = 1, 2, 3, ..., während des Bearbeitungsprozesses, wodurch für jeden Zeitpunkt tieine Menge von Roh-Messdaten für einen ersten Abstand (a1) zum Boden der Dampfkapillare (88) erhalten wird;e) Berechnen einer Menge von entstörten Messdaten für einen Zeitpunkt tn, indem eine erste Menge von Roh-Messdaten, die zu dem Zeitpunkt tnerzeugt wurde, und eine zweite Menge von Roh-Messdaten, die zu einem früheren Zeitpunkt tmmit m<n erzeugt wurden, im Wege einer mathematischen Operation gemeinsam verarbeitet werden;f) Berechnen eines Endwertes für den ersten Abstand (a1) zum Zeitpunkt tnaus der im Schritt e) berechneten Menge von entstörten Messdaten;g) Messen eines zweiten Abstands (a2) zu einem Teil der Oberfläche (91) des Werkstücks (24), der nicht dem Hochenergiestrahl (19) ausgesetzt ist;h) Berechnen der Tiefe der Dampfkapillare, indem von dem in Schritt f) berechneten Endwert für den ersten Abstand (a1) der zweite Abstand (a2) subtrahiert wird.

Description

HINTERGRUND DER ERFINDUNG
1. Gebiet der Erfindung
Die Erfindung betrifft ein Verfahren und eine Vorrichtung zur Messung der Tiefe der Dampfkapillare während eines Prozesses, bei dem Werkstücke mit einem Laserstrahl, einem Elektronenstrahl oder einem anderen Hochenergiestrahl verschweißt, mit Bohrungen versehen oder in sonstiger Weise bearbeitet werden. Die Erfindung betrifft insbesondere die rechnerische Auswertung der Messdaten, die von einem optischen Kohärenztomographen erzeugt und von Störungen überlagert sind.
2. Beschreibung des Standes der Technik
Laserbearbeitungsvorrichtungen umfassen üblicherweise eine Laserstrahlungsquelle, bei der es sich z. B. um einen Faser-Laser oder einen Scheiben-Laser handeln kann, und einen Bearbeitungskopf, der den von der Laserstrahlungsquelle erzeugten Laserstrahl in einem Brennfleck fokussiert. Der Bearbeitungskopf kann an einem beweglichen Roboterarm oder einem anderen Verfahrgerät befestigt sein, das eine Positionierung in allen drei Raumrichtungen ermöglicht. Manchmal ist der Bearbeitungskopf raumfest angeordnet, und die Werkstücke werden mit Hilfe eines Handhabungsgeräts zugestellt.
Ein bislang noch nicht zufriedenstellend gelöstes Problem beim Schweißen oder Bohren mit Hilfe von Laserstrahlen besteht darin, die Eindringtiefe des Laserstrahls möglichst genau auf dem gewünschten Sollwert zu halten. Als Eindringtiefe bezeichnet man die axiale Ausdehnung der Dampfkapillare, die von dem Laserstrahl im Werkstück erzeugt wird. Nur wenn die Eindringtiefe ihren Sollwert annimmt, lässt sich das gewünschte Bearbeitungsergebnis erzielen. Ist beispielsweise bei der Verschweißung zweier Metallbleche die Eindringtiefe zu gering, so findet keine oder nur eine unvollständige Verschweißung der beiden Bleche statt. Eine zu große Eindringtiefe hingegen kann zum Durchschweißen führen.
Unerwünschte Schwankungen der Eindringtiefe können aus unterschiedlichen Gründen auftreten. So kann beispielsweise im Verlauf der Laserbearbeitung eine Schutzscheibe, welche die optischen Elemente im Bearbeitungskopf vor Spritzern und anderen Verschmutzungen schützt, einen zunehmenden Teil der Laserstrahlung absorbieren, wodurch die Eindringtiefe abnimmt. Auch Inhomogenitäten in den Werkstücken oder Schwankungen der Verfahrgeschwindigkeit können dazu führen, dass sich die Eindringtiefe lokal verändert und dadurch von ihrem Sollwert abweicht.
Die Messung der Tiefe der Dampfkapillare stellt eine große Herausforderung dar, weil innerhalb der Dampfkapillare sehr schwierige Messbedingungen herrschen. Die Dampfkapillare ist nicht nur sehr klein und leuchtet thermisch äußerst hell, sondern verändert während der Bearbeitung im Allgemeinen auch ständig ihre Form.
Vergleichbare Probleme stellen sich auch bei der Bearbeitung von Werkstücken mit Elektronenstrahlen oder anderen Hochenergiestrahlen.
In der EP 1 977 850 A1 , DE 10 2010 016 862 B3 , US 2012/0138586 A1 und US 2016/0039045 A1 sind Verfahren beschrieben, bei denen die Eindringtiefe des Laserstrahls während der Laserbearbeitung mit Hilfe eines optischen Kohärenztomographen (engl. Optical Coherence Tomograph, OCT) gemessen wird. Die optische Kohärenztomographie ermöglicht eine hochgenaue und berührungslose optische Abstandsmessung auch in der Nähe der sehr hell thermisch leuchtenden Dampfkapillare.
Aus der WO 2015/039741 A1 ist ein Verfahren bekannt, das speziell für die Messung der Eindringtiefe optimiert ist. Ein optischer Kohärenztomograph erzeugt einen ersten Messstrahl, der auf den Boden der Dampfkapillare gerichtet wird. Gleichzeitig wird ein zweiter Messstrahl auf einen zweiten Messpunkt gerichtet, der sich auf dem Werkstück außerhalb der Dampfkapillare befindet. Bevorzugt tastet dieser zweite Messstrahl die Oberfläche des Werkstücks scannerartig ab. Die Eindringtiefe des Laserstrahls ergibt sich dann als Differenz zwischen den mit Hilfe der beiden Messstrahlen gemessenen Abständen.
Ein Problem bei derartigen Messungen besteht darin, dass die Kohärenztomographen sehr viele Messdaten liefern, aus denen die gewünschten Informationen herausgefiltert werden müssen. Erhebliche Probleme bereiten dabei Störungen, welche die eigentlich gewünschten Messsignale teilweise überdecken.
ZUSAMMENFASSUNG DER ERFINDUNG
Aufgabe der Erfindung ist es, ein Verfahren und eine Vorrichtung anzugeben, mit dem sich die Tiefe der Dampfkapillare während eines Bearbeitungsprozesses mit einem Hochenergiestrahl trotz Störungen zuverlässig und genau ermitteln lässt.
Ein diese Aufgabe lösendes erfindungsgemäßes Verfahren umfasst die folgenden Schritte:

a) Richten eines optischen Messstrahls auf den Boden einer Dampfkapillare, die in einem Wechselwirkungsbereich zwischen einem Werkstück und dem Hochenergiestrahl entsteht;
b) Erfassen von Reflexen des Messstrahls in einem optischen Kohärenztomographen;
c) Erzeugen von Roh-Messdaten aus den in dem optischen Kohärenztomographen erfassten Reflexen,
d) Wiederholen der Schritte a) bis c) zu mehreren Zeitpunkten t_i, i = 1, 2, 3, ..., während des Bearbeitungsprozesses, wodurch für jeden Zeitpunkt t_i eine Menge von Roh-Messdaten für einen ersten Abstand zum Boden der Dampfkapillare erhalten wird;
e) Berechnen einer Menge von entstörten Messdaten für einen Zeitpunkt t_n, indem eine erste Menge von Roh-Messdaten, die zu dem Zeitpunkt t_n erzeugt wurde, und eine zweite Menge von Roh-Messdaten, die zu einem früheren Zeitpunkt t_m mit m<n erzeugt wurden, im Wege einer mathematischen Operation gemeinsam verarbeitet werden;
f) Berechnen eines Endwertes für den ersten Abstand zum Zeitpunkt t_n aus der im Schritt e) berechneten Menge von entstörten Messdaten;
g) Messen eines zweiten Abstands zu einem Teil der Oberfläche des Werkstücks, der nicht dem Hochenergiestrahl ausgesetzt ist;
h) Berechnen der Tiefe der Dampfkapillare, indem von dem in Schritt f) berechneten Endwert für den ersten Abstand der zweite Abstand subtrahiert wird.

Die Erfinder haben erkannt, dass man bei einer gemeinsamen mathematischen Verarbeitung der aktuellen Roh-Messdaten mit Roh-Messdaten, die zu einem früheren Zeitpunkt erzeugt wurden, Störeinflüsse, die typischerweise die Messung der Tiefe der Dampfkapillare beeinträchtigen, weitgehend eliminieren kann. Dies beruht auf der Erkenntnis, dass die Störeinflüsse sich in der Regel während des Bearbeitungsprozesses nicht oder nur vergleichsweise langsam verändern. Als Folge davon wirken sich die Störeinflüsse zwischen zwei aufeinander folgenden Messzeitpunkten praktisch identisch auf die Roh-Messdaten aus. Mit geeigneten mathematischen Operationen, z. B. einer vollständigen oder teilweisen Subtraktion, lassen sich dann die unerwünschten Störeinflüsse weitgehend eliminieren. Wenn die Roh-Messdaten als Spektren vorliegen, so kann es sich bei dieser mathematischen Operation auch um eine Division handeln.
Bei einem Ausführungsbeispiel wird durch die mathematische Operation in Schritt e) von der Menge der Roh-Messdaten, die zum Zeitpunkt t_n erzeugt wurde, die Menge der Roh-Messdaten, die seit dem früheren Zeitpunkt t_m erzeugt wurde, zumindest teilweise subtrahiert. Bei den hier bevorzugten Kohärenztomographen, bei denen die Abstandswerte im Spektrum des reflektierten Lichts kodiert sind (Spectral domain, SD OCT), können beispielsweise die gemessenen Spektren voneinander subtrahiert werden.
Häufig ist es bei einer Subtraktion günstig, wenn als früherer Zeitpunkt ein unmittelbar vorausgehender Zeitpunkt t_n-1 gewählt wird. Da die Messungen in der Regel getaktet mit einer vorgegebenen Messfrequenz durchgeführt werden, gibt es (abgesehen vom ersten Zeitpunkt t₀) zu jedem Zeitpunkt t_n einen unmittelbar vorausgehenden Zeitpunkt t_n-1. Eine solche Wahl ist deswegen vorteilhaft, weil dadurch die Wahrscheinlichkeit, dass sich zwischen den unmittelbar benachbarten Zeitpunkten t_n und t_n-1 der Einfluss der Störung auf die Roh-Messdaten verändert hat, minimiert wird.
Im Prinzip ist es möglich, die zu dem früheren Zeitpunkt t_m erzeugten Roh-Messdaten nicht vollständig, sondern nur teilweise, z. B. zu 99.9%, zu subtrahieren. Auf diese Weise kann z. B. einer im Verlauf der Messung schwächer werdenden Störung Rechnung getragen werden. Dies entspricht der Multiplikation der Roh-Messdaten mit einem Faktor Igl < 1. Als vollständige Subtraktion wird hier auch eine Subtraktion angesehen, bei der die Roh-Messdaten, die zu dem früheren Zeitpunkt erzeugt wurden, zuvor mit einem Faktor |g| >1 multipliziert werden, um damit einer im Verlauf der Messung stärker werdenden Störung Rechnung zu tragen. Der Faktor g kann sich auch im Verlauf des Bearbeitungsprozesses verändern.
Bei einem bevorzugten Ausführungsbeispiel wird durch die mathematische Operation in Schritt e) von der Menge der Roh-Messdaten, die zum Zeitpunkt t_n erzeugt wurde, ein gleitender Mittelwert zumindest teilweise subtrahiert, der aus Mengen von Roh-Messdaten berechnet wird, die zu mehreren früheren Zeitpunkten t_j mit j ≤ m erzeugt wurden. Auf diese Weise lässt sich auch der Einfluss von sich schneller verändernden Störungen wirkungsvoll eliminieren, da sich ein Trend im Verlauf der Störung aus der Veränderung des gleitenden Mittelwerts ergibt.
Bei dem gleitenden Mittelwert kann es sich um einen gewichteten Mittelwert handeln, der mindestens die Ordnung 2 hat. Ordnungen von 3 oder mehr sind in der Regel nicht erforderlich.
Bei dem Mittelwert kann es sich auch um einen exponentiell geglätteten Mittelwert handeln, der alle vorausgehenden Zeitpunkte mit zunehmend schwächer werdendem Gewicht erfasst. Dadurch lässt sich der Einfluss von sich schneller verändernden Störungen noch wirkungsvoller eliminieren.
Bevorzugt sind bei dem verwendeten Kohärenztomographen die Abstandswerte im Verlauf der Interferometer-Phase in Abhängigkeit von der Frequenz des reflektierten Lichts kodiert. Solche Kohärenztomographen werden üblicherweise als FD OCT bezeichnet, wobei FD für Fourier Domain steht.
Zu diesem Typ von Kohärenztomographen gehören auch die oben bereits erwähnten SD OCT, bei denen die Erfindung besonders vorteilhaft einsetzbar ist. Die Menge von Roh-Messdaten wird bei einem solchen Kohärenztomographen durch ein Interferenzspektrum repräsentiert, das von dem optischen Kohärenztomographen erzeugt wird. Die Abstandswerte ergeben sich aus der inversen Fourier-Transformierten der (in der Regel vorher noch entzerrten) Spektren.
Der Kohärenztomograph kann alternativ aber auch als Swept Source Kohärenztomograph (SS OCT) ausgebildet sein, der ebenfalls zur Gruppe der FD OCT gehört. Bei einem SS OCT wird die Wellenlänge einer schmalbandigen Lichtquelle rasch durchgestimmt. Dadurch benötigt ein SS OCT keinen Spektrographen, sondern nur ein einzelnes lichtempfindliches Element, das die spektralen Komponenten sequentiell erfasst. Man kann die spektralen Komponenten zu einem Interferenzspektrum zusammenfügen, wie es von einem SD OCT erzeugt wird.
Insbesondere dann, wenn es sich bei den Roh-Messdaten um Spektren handelt, kann bei der mathematischen Operation in Schritt e) das Interferenzspektrum, das zum Zeitpunkt t_n von dem FD Kohärenztomographen erzeugt wurde, durch ein gemitteltes Spektrum dividiert werden, das einen Mittelwert aus mehreren Interferenzspektren darstellt, die zu früheren Zeitpunkten t_j mit j ≤ m erzeugt wurden. Auch durch eine solche vor der inversen Fourier-Transformation durchgeführte Division lässt sich der Einfluss von langsam veränderlichen Störungen wirkungsvoll eiminieren. Durch die Mittelwertbildung kommt es zu einer Verschmierung der hochfrequenten Anteile. Übrig bleibt nur der niedrigfrequente Störanteil, durch den das aktuell gemessene Interferenzspektrum dividiert wird.
Je mehr Interferenzspektren zu dem Mittelwert beitragen, desto besser ist die Verschmierung der hochfrequenten Anteile. Günstig ist es deswegen, wenn zu dem gleitenden Mittelwert die Interferenzspektren von 50 bis 200 früheren Zeitpunkten beitragen.
Nach dem erfindungsgemäßen Verfahren können die Interferenzspektren in an sich bekannter Weise einer inversen Fourier-Transformation unterzogen werden, aus der ein oder mehrere Abstandswerte abgeleitet werden. Wenn mehrere Abstandswerte abgeleitet werden, wird aus diesen nach einem vorgegebenen Kriterium der Endwert für den ersten Abstand zum Zeitpunkt t_n berechnet.
Bei diesem Kriterium kann es sich beispielsweise um ein Quantil-Kriterium handeln. Ein Quantil ist ein Schwellenwert, der die Eigenschaft hat, dass ein bestimmter Anteil der Werte kleiner als dieser Stellenwert und der verbleibende Anteil der Werte größer als dieser Schwellenwert ist. Insbesondere für die Messung der Dampfkapillare hat sich ein solches Quantil-Filter als geeignet erwiesen, da nur die größten Abstandswerte den Abstand zum Boden der Dampfkapillare korrekt wiedergeben.
Der zweite Abstand zur Oberfläche des Werkstücks kann im Prinzip mit jedem beliebigen Messverfahren bestimmt werden. In Betracht kommen taktile Messungen sowie berührungsfreie Messungen mit Hilfe von Schall oder elektromagnetischen Wellen.
Besonders einfach ist es jedoch, wenn in Schritt g) der zweite Abstand gemessen wird, indem ein weiterer Messstrahl auf den Teil der Oberfläche des Werkstücks, der nicht dem Hochenergiestrahl ausgesetzt ist, gerichtet wird. Reflexe von dem weiteren Messstrahl werden dann in dem gleichen oder einem anderen Kohärenztomographen erfasst. Die Roh-Messdaten für den zweiten Abstand können dabei in der gleichen Weise verarbeitet werden wie die Roh-Messdaten für den ersten Abstand.
Im Prinzip ist es möglich, zwei voneinander unabhängige Kohärenztomographen bereitzustellen, um die beiden Abstände unabhängig voneinander messen zu können. Einfacher ist es jedoch, wenn ein Ursprungsmessstrahl in den Messstrahl und den weiteren Messstrahl aufgeteilt wird. Bei der Auswertung der Roh-Messdaten erhält man dann gleichzeitig sowohl Werte für den ersten Abstand als auch für den zweiten Abstand. Zur Aufteilung des Ursprungsmessstrahls können alle optischen Elemente verwendet werden, die es ermöglichen, einen auftreffenden Lichtstrahl räumlich zu teilen. Ein solches optisches Element kann z. B. als polarisationsselektiver und nicht-polarisationsselektiver Strahlteiler ausgebildet sein. Im einfachsten Fall wird ein Prisma verwendet, das zwei zueinander geneigte optische Flächen hat. Wird der Ursprungsmessstrahl so auf das Prisma gerichtet, dass er auf beide optische Flächen trifft, wird der Ursprungsmessstrahl an den optischen Flächen unterschiedlich gebrochen und dadurch geteilt. Wird ein solches Prisma gedreht oder in sonstiger Weise verfahren und dabei so angeordnet, dass eine Fläche des Prismas bei der Bewegung seine Orientierung nicht verändert, kann erreicht werden, dass ein Messstrahl mit fester Richtung in die Dampfkapillare gerichtet bleibt, während der andere Messstrahl die Oberfläche des Werkstücks außerhalb der Dampfkapillare abtastet.
Hinsichtlich der Vorrichtung wird die eingangs gestellte Aufgabe gelöst durch eine Vorrichtung zur Messung der Tiefe der Dampfkapillare während eines Bearbeitungsprozesses mit einem Hochenergiestrahl, wobei die Vorrichtung aufweist:

- einen optischen Kohärenztomographen, der dazu eingerichtet ist, die folgenden Schritte auszuführen:
1. a) Richten eines optischen Messstrahls auf den Boden einer Dampfkapillare, die in einem Wechselwirkungsbereich zwischen einem Werkstück und dem Hochenergiestrahl entsteht;
2. b) Erfassen von Reflexen des Messstrahls in dem optischen Kohärenztomographen;
3. c) Erzeugen von Roh-Messdaten aus den in dem optischen Kohärenztomographen erfassten Reflexen,
4. d) Wiederholen der Schritte a) bis c) zu mehreren Zeitpunkten t_i, i = 1, 2, 3, ..., während des Bearbeitungsprozesses, wodurch für jeden Zeitpunkt t_i eine Menge von Roh-Messdaten für einen ersten Abstand zum Boden der Dampfkapillare erhalten wird;
- eine Auswerteeinrichtung, die dazu eingerichtet ist, die folgenden Schritte auszuführen:
- e) Berechnen einer Menge von entstörten Messdaten für einen Zeitpunkt t_n, indem eine erste Menge von Roh-Messdaten, die zu dem Zeitpunkt t_n erzeugt wurde, und eine zweite Menge von Roh-Messdaten, die zu einem früheren Zeitpunkt t_m mit m<n erzeugt wurden, im Wege einer mathematischen Operation gemeinsam verarbeitet werden;
- f) Berechnen eines Endwertes für den ersten Abstand zum Zeitpunkt t_n aus der im Schritt e) berechneten Menge von entstörten Messdaten;
- g) Berechnen der Tiefe der Dampfkapillare, indem von dem in Schritt f) berechneten Endwert für den ersten Abstand ein gemessener zweiter Abstand zu einem Teil der Oberfläche des Werkstücks, der nicht dem Hochenergiestrahl ausgesetzt ist, subtrahiert wird:

Die zum Verfahren erläuterten vorteilhaften Ausgestaltungen sind bei der erfindungsgemäßen Vorrichtung entsprechend anwendbar.
KURZE BESCHREIBUNG DER ZEICHNUNGEN
Nachfolgend werden Ausführungsbeispiele der Erfindung anhand der Zeichnungen näher erläutert. In diesen zeigen:

1 eine schematische Darstellung einer erfindungsgemäßen Laserbearbeitungsvorrichtung beim Verschweißen zweier Werkstücke;
2 den inneren Aufbau der in der 1 gezeigten Laserbearbeitungsvorrichtung in einer schematischen Darstellung;
3a und 3b eine Schnittdarstellung durch eine Keilplatte, mit deren Hilfe zwei Messstrahlen erzeugt werden, in zwei unterschiedlichen Drehstellungen;
4 einen vergrößerten Ausschnitt aus zwei Werkstücken, in dem die Dampfkapillare erkennbar ist;
5 eine Draufsicht auf den in der 4 gezeigten Ausschnitt;
6 einen Graphen, in dem schematisch die Erzeugung von Spektren an optischen Grenzflächen in einem FD Kohärenztomographen dargestellt ist;
7 einen Graphen, in dem gemessene Abstandswerte über der Zeit während einer Schweißfahrt aufgetragen sind;
8 einen Graphen, in dem zur Erläuterung eines ersten Ausführungsbeispiels zwei Spektren aufgetragen sind, die von zwei unterschiedlichen Grenzflächen im Strahlengang des Messlichts erzeugt wurden;
9 einen Graphen, in dem die inversen Fourier-Transformierten der in der 8 gezeigten Spektren dargestellt sind;
10 einen Graphen, in dem ein Differenzspektrum zwischen zwei gestörten Spektren dargestellt ist;
11 einen Graphen, in dem die inverse Fourier-Transformierte des in der 10 gezeigten Differenzspektrums dargestellt ist;
12 einen Graphen, in dem ein ungestörtes Spektrum dargestellt ist;
13 einen Graphen, in dem die inverse Fourier-Transformierte des in der 12 gezeigten ungestörten Spektrums dargestellt ist;
14 einen Graphen, in dem ein gestörtes Spektrum dargestellt ist;
15 einen Graphen, in dem die inverse Fourier-Transformierte des in der 14 gezeigten gestörten Spektrums dargestellt ist;
16 einen Graphen, in dem ein Spektrum dargestellt ist, das sich aus der additiven Überlagerung zweier durch eine Welligkeit gestörter Spektren ergib;
17 ein Histogramm einer typischen Häufigkeitsverteilung von Abstandswerten, die über einen vorgegebenen Zeitraum gewonnen wurden;
18a und 18b Diagramme, in denen aus gestörten bzw. entstörten Spektren erhaltene Abstandswerte sowie durch eine Quantil-Filterung berechnete Abstände über der Zeit t aufgetragen sind.

BESCHREIBUNG BEVORZUGTER AUSFÜHRUNGSBEISPIELE
1. Aufbau der Laserbearbeitungsvorrichtung
Die 1 zeigt in einer schematischen Darstellung ein Ausführungsbeispiel für eine erfindungsgemäße Laserbearbeitungsvorrichtung 10, die einen Roboter 12 und einen Bearbeitungskopf 14 umfasst, der an einem beweglichen Arm 16 des Roboters 12 befestigt ist.
Zur Laserbearbeitungsvorrichtung 10 gehört außerdem eine Laserstrahlungsquelle 18, die im dargestellten Ausführungsbeispiel als Scheiben- oder Faserlaser ausgebildet ist. Der von der Laserstrahlungsquelle 18 erzeugte Laserstrahl 19 wird über eine optische Faser 20 dem Bearbeitungskopf 14 zugeführt und von diesem in einem Brennfleck 22 fokussiert.
Im dargestellten Ausführungsbeispiel soll die Laserbearbeitungsvorrichtung 10 dazu verwendet werden, ein erstes metallisches Werkstück 24 mit variierender Dicke mit einem zweiten metallischen Werkstück 26 zu verschweißen, das auf einem Werkstückhalter 27 befestigt ist. Der von dem Bearbeitungskopf 14 erzeugte Brennfleck 22 muss deswegen präzise in der Nähe des Übergangs zwischen dem ersten Werkstück 24 und dem zweiten Werkstück 26 positioniert werden.
Die 2 zeigt in einer schematischen Darstellung den inneren Aufbau der optischen Komponenten der Laserbearbeitungsvorrichtung 10. Der von der Laserstrahlungsquelle 18 erzeugte Laserstrahl 19 tritt im Bearbeitungskopf 14 aus der optischen Faser 20 aus und wird von einer ersten Kollimatorlinse 28 kollimiert. Der kollimierte Laserstrahl 19 wird dann von einem dichroitischen Spiegel 30 um 90° umgelenkt und trifft auf eine Fokussieroptik 32, deren Brennweite durch axiales Verlagern einer oder mehrerer Linsen mit Hilfe eines Stellantriebs 34 veränderbar ist. Auf diese Weise kann die axiale Lage des Brennflecks 22 durch Verstellen der Fokussieroptik 32 verändert werden. Das letzte optische Element im Strahlengang des Laserstrahls 19 ist eine Schutzscheibe 38, die austauschbar am Bearbeitungskopf 14 befestigt ist und dessen übrige optische Elemente vor Spritzern und anderen Verschmutzungen schützt, die an einer bei 36 angedeuteten Bearbeitungsstelle entstehen.
Die Laserbearbeitungsvorrichtung 10 umfasst außerdem einen optischen Kohärenztomographen 40, der im Spektralbereich arbeitet (sog. SD OCT, Spectral Domain Coherence Tomograph). Der Kohärenztomograph 40 weist eine Lichtquelle 42, einen optischen Zirkulator 44 und einen Faserkoppler 46 auf, der von der Lichtquelle 42 erzeugtes Messlicht 48 in einen Referenzarm 50 und einen Objektarm 52 aufteilt. Im Referenzarm 50 wird das Messlicht nach Durchlaufen eines optischen Weges, der annähernd dem optischen Weg des Messlichts im Objektarm 52 entspricht, in sich an einem Spiegel 53 reflektiert und gelangt zurück zum optischen Zirkulator 44, der das Messlicht an einen Spektrographen 54 weiterleitet.
Im Objektarm 52 tritt das Messlicht am Ende einer weiteren optischen Faser 56 aus und wird von einer zweiten Kollimatorlinse 58 kollimiert. Das kollimierte Messlicht 48 durchtritt zunächst einen ersten Faradayrotator 86, der die Polarisationsrichtung um 45° dreht. Ein gleichartiger zweiter Faradayrotator 84 ist im Abschnitt der Freistrahlausbreitung im Referenzarm 50 angeordnet. Die beiden Faradayrotatoren 84, 86 haben die Aufgabe, Störungen zu vermeiden, die entstehen können, wenn die im Kohärenztomographen 40 verwendeten optischen Fasern den Polarisationszustand nicht erhalten.
Anschließend trifft das kollimierte Messlicht 48 auf eine Keilplatte 60, die von einem Motor 62 in eine Rotation um eine Drehachse 64 versetzt werden kann. Wie in der vergrößerten Darstellung der 3a erkennbar ist, hat die Keilplatte 60 eine erste Planfläche 66, die senkrecht zur Drehachse 64 ausgerichtet und mit einer Beschichtung 68 versehen ist, die etwa 50% des auftreffenden Messlichts 48 reflektiert. Da die Planfläche 66 ihre Orientierung bei einer Rotation der Keilplatte 60 nicht verändert, erzeugt sie einen ersten Messstrahl 70a, dessen Richtung ebenfalls unveränderlich ist.
Der Anteil des Messlichts 48, der die teilweise reflektierende Beschichtung 68 durchtritt, trifft auf eine zweite Planfläche 72 der Keilplatte 60, die einen von 90° verschiedenen Winkel zur Drehachse 64 einschließt. Die Orientierung der zweiten Planfläche 72 hängt somit vom Drehwinkel der Keilplatte 60 ab. Die zweite Planfläche 72 ist mit einer vollständig reflektierenden Beschichtung 74 versehen. Da die beiden Planflächen 66, 72 nicht parallel zueinander sind, erzeugt die zweite Planfläche 72 einen zweiten Messstrahl 70b, der eine andere Ausbreitungsrichtung hat als der erste Messstrahl 70a. Die Ausbreitungsrichtung hängt dabei vom Drehwinkel der Keilplatte 60 bezüglich der Drehachse 64 ab, wie dies die 3b illustriert. Die Keilplatte 60 ist dort im Vergleich zu der in der 3a gezeigten Anordnung um einen Winkel von 180° um die Drehachse 64 verdreht worden. Bei einer Rotation der Keilplatte 60 um die Drehachse 64 rotiert der zweite Messstrahls 70b deswegen kontinuierlich um den feststehenden ersten Messstrahl 70a.
Ein ähnlicher Effekt kann auch mit einem rotierenden Transmissionsprisma erzielt werden, das einen inneren kreisscheibenförmigen Bereich hat, dessen parallele Planflächen senkrecht zur Drehachse orientiert sind. Umgeben ist dieser Bereich von einem Ring, der aus einem Keil herausgeschnitten wurde. Bei der Drehung des Prismas mit Hilfe einer Hohlwelle verändert mindestens eine Keilfläche des Rings seine Orientierung. Messlicht 48, das auf den inneren kreisscheibenförmigen Bereich fällt, wird nicht gebrochen und bildet den ersten Messstrahl 70a. Das auf den Ring treffende Licht wird an der geneigten Keilfläche ablenkt und bildet den zweiten Messstrahl 70b, der um den feststehenden ersten Messstrahl 70a rotiert. Im Folgenden wird wieder auf die 2 Bezug genommen, um den Strahlengang der beiden Messstrahlen 70a, 70b näher zu erläutern. Die Messstrahlen 70a, 70b, die mit durchgezogenen bzw. doppel-strichpunktierten Linien angedeutet sind, werden zunächst mit Hilfe einer Zerstreuungslinse 76 aufgeweitet und dann von einer dritten Kollimatorlinse 78 kollimiert. Nach Durchtritt durch den dichroitischen Spiegel 30, der für die Wellenlängen des Messlichts durchlässig ist, werden die Messstrahlen 70a, 70b genauso wie der Laserstrahl 19 von der Fokussieroptik 32 fokussiert und nach Durchtritt durch die Schutzscheibe 38 auf die Werkstücke 24, 26 gerichtet. Da sich der erste Messstrahl 70a koaxial zum Laserstrahl 19 ausbreitet, fällt der Brennfleck 80 des ersten Messstrahls 70a mit dem Brennfleck 22 des Laserstrahls 19 zusammen. Die Brennebene des zweiten Messstrahls 70b ist koplanar mit der Brennebene des Laserstrahls 19 und des ersten Messstrahls 70a.
Im Folgenden werden mit Bezug auf die 4 die Verhältnisse an der Bearbeitungsstelle 36 näher beschrieben. Die 4 zeigt einen vergrößerten Ausschnitt aus den Werkstücken 24, 26, die miteinander verschweißt werden sollen. Die Verfahrrichtung des Bearbeitungskopfes 14 relativ zu den Werkstücken 24, 26 ist mit 98 bezeichnet.
Der aus der Schutzscheibe 38 austretende fokussierte Laserstrahl 19 erreicht in der Nähe des Brennflecks 22 eine so hohe Energiedichte, dass das umgebende Metall verdampft und dadurch eine Dampfkapillare 88 bildet, die in die beiden Werkstücke 24, 26 hineinreicht. Auch wenn ein Teil des verdampften Metalls eine Wolke 90 über der Oberfläche 91 des ersten Werkstücks 24 bildet, wird als Dampfkapillare 88 nur der sich während der Bearbeitung unterhalb der Oberfläche 91 ausbildende Hohlraum bezeichnet.
Die Dampfkapillare 88 ist von einer Schmelze 92 umgeben, die mit zunehmendem Abstand vom Brennfleck 22 des Laserstrahls 19 erstarrt. Im Bereich der Schmelze 92 haben sich die Werkstoffe der beiden Werkstücke 24, 26 miteinander verbunden. Wenn die Schmelze 92 erstarrt, entsteht dadurch eine Schweißnaht 94, deren nach oben weisende Seite unregelmäßig gewellt ist und als Schweißraupe 96 bezeichnet wird.
In der vergrößerten Darstellung der 4 ist erkennbar, dass der Brennfleck, der von dem ersten Messstrahl 70a erzeugt wird, annähernd mit dem Brennfleck 22 des Laserstrahls 19 zusammenfällt. In der Nähe des Brennflecks 22 trifft der erste Messstrahl 70a am Boden der Dampfkapillare 88 auf die metallische Schmelze 92 und wird von dort zurück in den Objektarm 52 des Kohärenztomographen 40 reflektiert. Der Punkt, an dem der erste Messstrahl 70a auf den Boden der Dampfkapillare trifft, stellt einen dem ersten Messstrahl 70a zugeordneten ersten Messpunkt MPa dar.
Der Punkt, an dem der zweite Messstrahl 70b von der die Dampfkapillare 88 umgebenden Oberfläche 91 des ersten Werkstücks 24 reflektiert wird, stellt einen dem zweiten Messstrahl 70b zugeordneten zweiten Messpunkt MPb dar.
Die 5 zeigt für den in der 4 gezeigten Ausschnitt eine Draufsicht auf das erste Werkstück 24. Wird zur Erzeugung einer Schweißnaht 94 der Bearbeitungskopf 14 entlang der Verfahrrichtung 98 verfahren, so entsteht in Verfahrrichtung 98 hinter der Dampfkapillare 88 die bereits erwähnte Schweißraupe 96. Mit einem Pfeil 100 ist angedeutet, wie sich der zweite Messpunkt MPb während einer Rotation der Keilplatte 60 auf einer Kreisbahn 102 um die Bearbeitungsstelle 36 herum dreht. Der zweite Messpunkt MPb überstreicht dabei auch einen Teil der Schmelze 92. Wird der Keilwinkel der Keilplatte 60 größer gewählt, so vergrößert sich der Radius des Kreises 102. In diesem Falle kann der zweite Messpunkt MPb auch die Schweißraupe 96 überstreichen. Bei einer Messfrequenz des Kohärenztomographen 40 in der Größenordnung von einigen kHz, einer Drehfrequenz der Keilplatte 60 in der Größenordnung von 100 Hz und einer Geschwindigkeit entlang der Verfahrrichtung 98 in der Größenordnung von 1 bis 10 m/min lässt sich auf diese Weise das Relief der Oberfläche 91 in der Umgebung der Bearbeitungsstelle 36 mit hoher Auflösung abtasten.
2. Ermittlung der Eindringtiefe
Die Eindringtiefe ist in der 4 mit d bezeichnet und ist als die Tiefe der Dampfkapillare 88 unterhalb der umgebenden (noch festen) Oberfläche 91 des ersten Werkstücks 94 definiert. Ist die Eindringtiefe zu gering, werden die beiden Werkstücke 24, 26 nicht oder nur unvollständig miteinander verschweißt. Ist die Eindringtiefe d hingegen zu groß, kommt es zu einem Durchschweißen.
Bei planen Werkstücken konstanter Dicke ist die Eindringtiefe d häufig konstant. Im Allgemeinen jedoch hängt die Eindringtiefe d von den Koordinaten x, y auf den Werkstücken ab. Veränderungen der Eindringtiefe d können beispielsweise dann erforderlich sein, wenn die Dicke des ersten Werkstücks 24 ortsabhängig ist.
Zur Messung der Eindringtiefe d misst der erste Messstrahl 70a am ersten Messpunkt MPa den Abstand des Bodens der Dampfkapillare 88 relativ zu einem Referenzpunkt, bei dem es sich z. B. um einen Punkt auf der Oberfläche des Schutzglases 38 handeln kann, der von der optischen Achse OA durchsetzt wird. In der 4 ist dieser Abstand mit a1 bezeichnet.
Der zweite Messstrahl 70b misst am zweiten Messpunkt MPb den in der 4 mit a2 bezeichneten Abstand zwischen dem Referenzpunkt und der die Dampfkapillare 88 umgebenden Oberfläche 91 des ersten Werkstücks 24. Die Eindringtiefe d ergibt sich dann einfach als Differenz der Abstände a2 und a1.
Um die Abstände a2 und a1 zu bestimmen, wertet man das Messlicht aus, das im Objektarm 52 geführt wurde und nach Reflexion an den Messpunkten MPa, MPb wieder in den Objektarm 52 eintritt. Dieser Anteil des Messlichts gelangt über die weitere optische Faser 56 zurück zum Faserkoppler 46 und zum optischen Zirkulator 44 und interferiert im Spektographen 54 mit dem Messlicht, das im Referenzarm 50 reflektiert wurde. Das Interferenzsignal wird einer Steuer- und Auswerteeinrichtung 114 (vgl. 2) zugeleitet, die daraus die optische Weglängendifferenz des im Referenzarm 50 und im Objektarm 52 reflektierten Messlichts errechnet. Daraus lassen sich die Abstände a1, a2 der Messpunkte MPa, MPb von dem gemeinsamen Referenzpunkt ableiten.
Insoweit sind der Aufbau und die Funktion der Laserbearbeitungsvorrichtung 10 bereits aus der eingangs genannten WO 2015/039741 A1 bekannt. Neu und erfinderisch ist das nachfolgend beschriebene Vorgehen, wie von der Steuer- und Auswerteeinrichtung 114 die Messdaten des Kohärenztomographen rechnerisch ausgewertet werden.
3. Rechnerische Auswertung der Messdaten
Wie oben bereits erwähnt wurde, handelt es sich bei dem Kohärenztomographen 40 um einen SD OCT, der eine vergleichsweise breitbandige Lichtquelle 42 verwendet. In Spektrographen 54 werden alle reflektierten spektralen Komponenten des Messlichts gleichzeitig erfasst. Solche Kohärenztomographen erlauben es, in einer einzigen Messung ein vollständiges Tiefenprofil teilreflektierender oder streuender Strukturen zu ermitteln. Der Kohärenztomograph 40 kann aber auch als SS OCT (swept source OC7) ausgebildet sein, bei dem die Wellenlänge einer schmalbandigen Lichtquelle rasch durchgestimmt wird. In diesem Fall genügt ein einzelnes lichtempfindliches Element, das die spektralen Komponenten sequentiell erfasst. Man erhält in diesem Fall pro Zeiteinheit aber deutlich weniger Abstandswerte, so dass der sich schnell verändernde Abstand a1 zum Boden der Dampfkapillare 88 möglicherweise nicht häufig genug gemessen werden kann.
Im Folgenden wird deswegen von einem SD OCT ausgegangen; die nachfolgenden Überlegungen gelten für SS OCT mutatis mutandis entsprechend.
Bei einem SD OCT erhält man zu jedem Zeitpunkt t_i, i = 1, 2, 3, ..., während des Laserbearbeitungsprozesses eine Menge von Roh-Messdaten in Form eines Interferenzspektrums. Die spektrale Intensität P_int(k) des vom Spektrographen 54 erfassten Messlichts wird durch die Gleichung (1) beschrieben: $\begin{matrix} P_{int} (k) = P_{ein} (k) {R_{R} + \sum_{j} R_{S, j} + \\ 2 \sum_{j} \sqrt{R_{R} R_{S, j}} cos (2 k (z_{R} - z_{S, j})) + \\ 2 \sum_{j, m} \sqrt{R_{S, j} R_{S, m}} cos (2 k (z_{S, j} - z_{S, m}))} . \end{matrix}$
Dabei ist P_ein(k) das Leistungsspektrum der Lichtquelle 42, R_R der Reflexionsgrad im Referenzarm, R_S,j der Reflexionsgrad der j-ten Grenzfläche oder Struktur im Messobjekt, z_R die optische Weglänge im Referenzarm 50 und z_S,j die optische Weglänge im Objektarm 52 bis zur j-ten Grenzfläche oder Struktur.
Der erste Summand P_ein(k) R_R beschreibt dabei eine DC Komponente, die vom Leistungsspektrum der Lichtquelle 42 und dem Reflexionsgrad R_R im Referenzarm 50 abhängt. Man kann diesen Anteil bestimmen, indem man eine Messung ohne Messobjekt durchführt. Es gilt dann für alle Reflexionsgrade R_S,j = 0, wodurch P_int(k) = P_ein(k) R_R wird. Deswegen wird dieser Anteil im Folgenden als „Dunkelspektrum“ bezeichnet.
Der zweite Summand P_ein(k) Σ_j R_S,j beschreibt eine weitere DC Komponente, die vom Leistungsspektrum der Lichtquelle 42 und dem Reflexionsgrad R_S,j der Strukturen im Objektarm 52 abhängt. Verwendet man als Messobjekt einen idealen Spiegel mit einem möglichst hohen und spektral unabhängigen Reflexionsgrad, so gilt Σ_j R_S,j ≈ 1. Aus einer Messung von P_int(k) lässt sich dann in Kenntnis des Dunkelspektrums das Leistungsspektrum P_ein(k) der Lichtquelle 42 bestimmen, das hier als „Weißspektrum“ bezeichnet wird.
Der Term in der zweiten Zeile enthält die für die Messung interessanten Kreuzkorrelationen. Jede Reflexion im Messobjekt führt zu einer Modulation des Interferenzspektrums im k-Raum. Anders ausgedrückt entspricht jedem Frequenzanteil im gemessenen Interferenzspektrum ein bestimmter Abstand zu einer teilreflektierenden oder streuenden Struktur des Messobjekts. Da die Länge des Referenzarmes 50 in der Regel so gewählt wird, dass sie entweder deutlich kürzer oder deutlich länger als alle typischerweise auftretenden optischen Weglängen im Objektarm 52 sind, kann jeder Modulationsfrequenz ein eindeutiger Abstand z_S,j im Messobjekt zugeordnet werden.
Der Term in der dritten Zeile der Gleichung (1) beschreibt die Autokorrelation des Messobjekts, die nicht auf die Interferenz zwischen den Reflexen am Messobjekt und dem Referenzarm zurückgeht, sondern auf die Interferenz zwischen den Reflexen am Messobjekt untereinander. Da der Reflexionsgrad im Referenzarm R_R in der Regel viel größer ist als die Reflexionsgrade R_S,j im Messobjekt, ist der dritte Term gegenüber dem zweiten Term in den meisten Fällen zu vernachlässigen.
Die 6 illustriert diese Zusammenhänge in einer schematischen Darstellung. Links ist eine Anordnung zweier Glasplatten 104, 106 dargestellt. An jeder der drei optischen Grenzflächen 1081, 1082 und 1083 kommt es zu einem Brechzahlsprung und dadurch zu einer teilweisen Reflexion des auftreffenden Messlichts 48.
Rechts neben der Anordnung der Glasplatten 104, 106 sind drei Interferenzspektren 1, 2, 3 dargestellt. Das Interferenzspektrum 1 würde vom Spektrometer 54 erfasst, wenn sich ausschließlich die erste Grenzfläche 1081 im Strahlengang des Messlichts 48 befände. Die Reflexion des Messlichts 48 an der ersten Grenzfläche 1081 führt gemäß dem Term in der zweiten Zeile der Gleichung (1) zu einer Modulation des Spektrums im k-Raum, die proportional zur Differenz der optischen Weglängen ist, die das Messlicht 48 im Referenzarm 50 einerseits und im Objektarm 52 andererseits zurücklegt. Die gesuchte Abstandsinformation ist somit in der Frequenz codiert, mit der die Intensität im k-Raum oszilliert.
Entsprechende Belegungen gelten für die Interferenzspektren 2 und 3 und die diesen Interferenzspektren zugeordneten optischen Grenzflächen 1082 bzw. 1083. Die optische Weglänge im Referenzarm 50 ist hier so festgelegt, dass die Modulation der Intensität im k-Raum umso hochfrequenter ist, je weiter die optische Grenzfläche vom Kohärenztomographen 40 entfernt ist.
Da das Messlicht 48 jedoch nicht nur auf eine der Grenzflächen 1081, 1082, 1083, sondern auf alle Grenzflächen trifft, überlagern sich die Interferenzspektren 1, 2 und 3. Das Spektrometer 54 erfasst somit nur das rechts daneben dargestellte Gesamtspektrum 110, das eine additive Überlagerung der Interferenzspektren 1, 2 und 3 darstellt.
Durch eine inverse Fourier-Transformation können aus dem Gesamtspektrum 110 die spektralen Anteile, d. h. die Modulationsfrequenzen der Spektren 1, 2 und 3, gewonnen werden. Dies ist rechts in der 6 gezeigt. Im dargestellten Beispiel erhält man für jede optische Grenzfläche 1081, 1082 und 1083 einen Abstandwert z, der den Interferenzspektren 1, 2 und 3 zugeordnet ist.
Die Darstellung der inversen Fourier-Transformierten ist in der 6 jedoch stark vereinfacht. Wie bereits erwähnt, tragen zum Gesamtspektrum 110, das vom Spektrometer 154 gemessen wird, nicht nur die eigentlich interessierenden Einzelspektren 1, 2 und 3, sondern auch der konstante DC Beitrag aus der ersten Zeile der Gleichung (1) und die Kreuzkorrelation zwischen den Anteilen des Messlichts 48 gemäß der dritten Zeile der Gleichung (1) bei. Die inverse Fourier-Transformierte enthält deswegen weitere Beiträge, die rechts in der 6 der Einfachheit halber nicht dargestellt sind. In der Gleichung (2), in der die inverse Fourier-Transformierte der spektralen Intensität P_int(k) angegeben ist, sind diese weiteren Beiträge in der ersten und der dritten Zeile aufgeführt. $\begin{matrix} F^{- 1} [P_{int} (k)] (z) = F^{- 1} [P_{ein} (k) R_{R} + \sum_{j} R_{S, j}] + \\ F^{- 1} [P_{ein} (k)] \otimes \sum_{j} \sqrt{R_{R} R_{S, j}} δ (z \pm 2 (z_{R} - z_{S, j})) + \\ F^{- 1} [P_{ein} (k)] \otimes \sum_{j, m} \sqrt{R_{S, j} R_{S, m}} δ (z \pm 2 (z_{s, j} - z_{s, m})) . \end{matrix}$
Aus der vorstehenden Erläuterung wurde deutlich, dass man zu jedem Zeitpunkt t, in der Regel nicht nur einen einzigen, sondern eine Vielzahl von Abstandswerten z erhält. Jede Struktur, die infolge Reflexion oder Streuung bewirkt, dass ein Teil des auftreffenden Messlichts wieder zurück in den Objektarm 52 des Kohärenztomographen 40 gelangt, führt somit zu einem Abstandwert z.
In der 7 sind durch Fourier-Transformation gewonnene reale Messwerte für den Abstand z graphisch dargestellt, die während einer Schweißfahrt mithilfe des Kohärenztomographen 40 ermittelt wurden. Hier wurde ein Kohärenztomograph verwendet, bei dem sich der erste Messstrahl 70a koaxial zum Laserstrahl 19 ausbreitet; der Abstand zur Fläche 91 wurde nicht durch einen zweiten Messstrahl 70b, sondern durch einen mechanischen Tastsensor ermittelt. Somit enthält der Graph während der Laserbearbeitung nur Messdaten für den Abstand a1.
Zum Zeitpunkt t₁ trifft der erste Messstrahl 70a und damit auch der Laserstrahl 19 auf das erste Werkstück 24. Der gemessene Wert z = zw entspricht zunächst dem Abstand a2 zur Oberfläche 91. Kurz darauf, nämlich zum Zeitpunkt t₂, ist die Temperatur im Werkstück 24 so hoch, dass sich die Dampfkapillare 88 bildet. Man erkennt, dass die Abstandswerte z nun über einen großen Abstandsbereich hinweg gestreut sind. Versuche haben gezeigt, dass der erste Messstrahl 70a häufig reflektiert wird, bevor er den Boden der Dampfkapillare 88 erreicht. Die genauen Ursachen hierfür sind noch nicht im Einzelnen bekannt, da die Vorgänge in der Dampfkapillare 88 komplex und schwer zu beobachten sind. Möglicherweise bewegt sich die Dampfkapillare 88 während der Laserbearbeitung so rasch in lateraler Richtung, dass der erste Messstrahl 70a häufig nur die seitliche Wandung der Dampfkapillare, nicht aber deren Boden trifft. Als Ursache denkbar sind auch Metalltröpfchen, die sich in der Dampfkapillare 88 durch Kondensation des Metalldampfes oder durch Lösen von Spritzern aus der Schmelze 92 bilden.
Untersuchungen haben ergeben, dass nur die größten der weit gestreuten Abstandswerte den Abstand a1 zum Boden der Dampfkapillare 88 repräsentieren. Diese größten Abstandwerte lassen sich durch Anwendung spezieller Filter, z. B. des weiter unten näher erläuterten Quantil-Filters, bestimmen.
Zum Zeitpunkt t₃ wird die Laserstrahlungsquelle 18 ausgeschaltet und die Bewegungsrichtung umgekehrt. Das erste Werkstück 24 wird dabei so verfahren, dass der erste Messstrahl 70a die Schweißraupe 96, die nach Erkalten der metallischen Schmelze 92 entstanden ist, abfährt und deren vergleichsweise raues Oberflächenprofil 111 erfasst. Zum Zeitpunkt t₄ erreicht der erste Messstrahl 70a wieder das Ende des ersten Werkstücks 24.
In dem Graphen der 7 sind zusätzliche Artefakte erkennbar, die als Störsignale die vorstehend beschriebene Messung beeinträchtigen. Ein erstes Artefakt 112 befindet sich scheinbar in einem Abstand von etwa z = 2.9 mm und wird durch eine Anzahl von Messwerten repräsentiert, die annähernd auf einer horizontalen Geraden liegen und dadurch eine stationäre streuende oder reflektierende Grenzfläche andeuten. Selbst während der Ausbildung der Dampfkapillare 88 scheint sich oberhalb der Dampfkapillare eine solche Grenzfläche zu befinden, während auf der Rückfahrt des ersten Messstrahls 70a über die Schweißraupe 96 (t > t₃) diese scheinbare Grenzfläche nicht mehr vorhanden ist.
Mehrere weitere Artefakte befinden sich in einem Abstand von weniger als 1 mm; auch hier sind die meisten Messpunkte entlang horizontaler Geraden aufgereiht und suggerieren die Existenz von stationären reflektierenden oder streuenden Flächen im besagten Abstandsbereich.
Die Ursachen dieser Artefakte sind vielfältig. Untersuchungen der Anmelderin haben gezeigt, dass zu den gemessenen Abstandswerten auch sehr schwache (Mehrfach-)Reflexe beitragen, die in optischen Fasern und insbesondere an deren Steckverbindungen entstehen. Infolge der hohen Messempfindlichkeit werden vom Kohärenztomographen 40 auch solche äußerst schwachen Reflexe erfasst.
Eine weitere Ursache für Artefakte sind vermutlich vergleichsweise langsame Veränderungen von optischen Komponenten im Strahlengang des Messlichts. Diese Veränderungen können dazu führen, dass sich das oben erwähnte Dunkelspektrum, das im Allgemeinen von dem gemessenen Interferenzspektrum subtrahiert wird, verändert. Da das Dunkelspektrum jedoch nur einmal vor dem Messvorgang erfasst und dann während des gesamten Messvorgangs unverändert von den gemessenen Interferenzspektren subtrahiert wird, können langsame Driftbewegungen zu den gezeigten Artefakten führen.
Im Folgenden werden unterschiedliche Ansätze beschrieben, wie man die mit Hilfe des Kohärenztomographen 40 erzeugten Messdaten wirksam entstören kann, um damit genauere Messwerte für die Tiefe d der Dampfkapillare 88 zu erhalten.
a) Subtraktion des Vorgängerspektrums
Die 8 zeigt einen Graphen, in dem beispielhaft zwei Interferenzspektren aufgetragen sind, die von zwei unterschiedlichen Grenzflächen im Strahlengang des Messlichts erzeugt wurden. Auf der Abszisse ist hier die Pixelnummer p als Funktion der Wellenzahl k aufgetragen. Die Pixelnummer p bezieht sich auf die Pixel des CCD-Sensors, der in dem Spektrographen 54 enthalten ist und die Interferenzspektren aufzeichnet. Jedem Pixel entspricht dabei eine bestimmte Wellenzahl k, wobei der Zusammenhang nicht notwendigerweise linear ist. Die Pixelnummer p muss deswegen in der Regel mithilfe einer geeigneten Transformationsfunktion in die Wellenzahl k umgerechnet werden.
Mit durchgezogener Linie ist in der 8 ein erstes Interferenzspektrum 121 und mit gestrichelter Linie ein zweites Interferenzspektrum 122 dargestellt. Jedes der Interferenzspektren entspricht einer teilreflektierenden oder streuenden optischen Struktur und damit einem bestimmten Abstandswert z. Die beiden Interferenzspektren 121, 122 sind zusätzlich durch ein langsam variierendes Störspektrum 123 moduliert, das eine Störung repräsentiert. Um die beiden Interferenzspektren 121, 122 besser unterscheiden zu können, sind sie nicht in überlagerter Form, wie sie tatsächlich vom Spektrographen 54 erfassen werden, sondern separat aufgetragen.
Die 9 zeigt einen Graphen, in dem die Fourier-Transformierten 121', 122' der durch die Störung modulierten Interferenzspektren 121, 122 getrennt voneinander aufgetragen sind, um sie besser voneinander unterscheiden zu können. Da das gestörte Interferenzspektrum 121 als Produkt aus einem ungestörten Interferenzspektrum und dem Störspektrum 123 beschrieben werden kann, ergibt sich die Fourier-Transformierte 121' des gestörten Spektrums 121 als Faltung der Fourier-Transformierten des ungestörten Spektrums mit der Fourier-Transformierten des Störspektrums 123.
In dem Graphen der 9 ist erkennbar, dass die mit durchgezogener Linie dargestellte Fourier-Transformierte 121' des gestörten Interferenzspektrums 121 zwei intensitätsschwache Abstandspeaks 121'a und 121'b bei z = ± 20 mm aufweist, um die symmetrisch herum jeweils zwei intensitätsstärkere Stör-Abstandspeaks 123'a bzw. 123'b angeordnet sind, die ein Ergebnis der Faltung sind. Die Abstandspeaks 121'a, 121'b zeigen die Existenz einer teilreflektierenden oder streuenden Struktur im Abstand von 20 mm an. Weitere Stör-Abstandspeaks 123'a, 123'b sind symmetrisch zu z = 0 mm angeordnet.
Da die eigentlich interessierenden Abstandspeaks 121'a, 121'b leistungsschwächer sind als die umgebenden Stör-Abstandspeaks 123'a, 123'b, kann keine Filterung in dem Sinne durchgeführt werden, dass nur die intensitätsstärksten Abstandspeaks in der Fourier-Transformierten als „echte“ Abstandswerte berücksichtigt werden. Umgekehrt kann man aber auch nicht die intensitätsstärksten Abstandspeaks ignorieren, da bei leistungsschwächeren Störungen oder stärkeren Reflexen an optischen Grenzflächen die in der 9 dargestellten Verhältnisse auch genau vertauscht sein können, d. h. die interessierenden Abstandspeaks können leistungsstärker sein als die Stör-Abstandspeaks.
Entsprechende Überlegungen gelten auch für die Fourier-Transformierte des gestörten zweiten Interferenzspektrums 122'. Auch hier finden sich symmetrisch um die interessierenden Abstandspeaks 122'a, 122'b bei z=±24 mm und um den zentralen Wert z = 0 herum Stör-Abstandspeaks 123'1, 123'b. Da sich die Fourier-Transformierten 121', 122' in überlagerter Form aus der Fourier-Transformation des Gesamtspektrums ergeben, kann es sehr schwierig werden, aus der Fourier-Transformierten des Gesamtspektrums die gewünschten Abstandsinformationen herauszufiltern.
Zur Lösung dieses Problems wird gemäß einem ersten Ausführungsbeispiel der Erfindung vorgeschlagen, von jedem Interferenzspektrum P_int,tn(k), das zum Zeitpunkt t_n erzeugt wurde, das Spektrum P_int,tn-1(k), das zu dem unmittelbar vorausgehenden Zeitpunkt t_n-1 erzeugt wurde, zumindest teilweise und vorzugsweise vollständig gemäß Gleichung (3), zu subtrahieren: $Δ P_{int,tn} (k) = P_{int,tn} (k) - P_{int, tn - 1} (k)$
Der Fourier-Transformation wird dann nur für das so berechnete Differenzspektrum AP_int,tn(k) zugeführt.
Die 10 illustriert dies anhand eines Graphen, in dem ein Differenzspektrum ΔP_int,tn(k) beispielhaft gezeigt ist. Angenommen wurde hier, dass zum Zeitpunkt t_n-1 ein gestörtes Interferenzspektrum erhalten wurde, das einen Abstandswert von z = 24 mm repräsentiert, und zum Zeitpunkt t_n ein gestörtes Interferenzspektrum erhalten wurde, das einen Abstandswert z = 20 mm repräsentiert. Da das Störspektrum 123 zwischen zwei unmittelbar aufeinanderfolgenden Zeitpunkten t_n, t_n-1 sich nicht oder allenfalls unwesentlich verändert, wird der Einfluss des Störspektrums bei der Subtraktion der gestörten Interferenzspektren weitgehend eliminiert. Das durch die Differenzbildung erhaltene Differenzspektrum ΔP_int,tn(k) ist in der 10 mit 124 bezeichnet und stellt eine Schwebung dar, die mit dem Mittelwert der Einzelfrequenzen schwingt und mit der Schwebungsfrequenz moduliert ist, die durch den Betrag der Differenz der Einzelfrequenzen gegeben ist.
Die 11 zeigt in einer an die 9 angelehnten Darstellung die Fourier-Transformierte 124' des Differenzspektrums 124. Diese enthält nur noch die gewünschten Abstandspeaks bei z = ±24 mm und z = ±20 mm. Der Einfluss der Störung wurde durch die Differenzbildung somit vollständig eliminiert. Dafür erhält man bei jeder Messung nicht nur einen, sondern zwei Abstandspeaks. Im Prinzip könnte man durch Vergleich mit den vorausgegangenen Messergebnissen ermitteln, welche Abstandspeaks bei der letzten Messung zum Zeitpunkt t_n hinzugekommen sind. Da bei der Messung ohnehin sehr viele Abstandspeaks entstehen, können bei der nachfolgenden Auswertung die mehrfach erhaltenen Abstandswerte auch einfach zusätzlich berücksichtigt werden, ohne dass dies die Messgenauigkeit beeinträchtigt.
Dieses Vorgehen funktioniert umso besser, je langsamer sich die Störung während der Schweißfahrt verändert. Wie oben bereits erläutert wurde, sind einige Störeinflüsse weitgehend konstant. Andere Störeinflüsse infolge von verschiedenartigen Driftvorgängen ändern sich zwar, jedoch im Vergleich zu den schnellen Fluktuationen in der Dampfkapillare 88 sehr langsam. Dadurch lässt sich durch die vorstehend beschriebene Differenzbildung der Einfluss der Störungen bei der Messung innerhalb einer sich schnell verändernden Dampfkapillare sehr gut verringern.
Wenn bekannt ist, dass sich die Intensität des Störspektrums 123 verändert, kann dem dadurch Rechnung getragen werden, dass das zu dem unmittelbar vorausgehenden Zeitpunkt t_n-1 gemessene Interferenzspektrum nicht vollständig, sondern nur teilweise, z. B. zu 99.9%, subtrahiert wird. Auf diese Weise kann einer im Verlauf der Messung schwächer werdenden Störung Rechnung getragen werden. Selbstverständlich sind auch kompliziertere Abhängigkeiten möglich. In diesem Fall wird aus Gleichung (2) $Δ P_{int,tn} (k) = P_{int,tn} (k) - P_{int, tn - 1} (k) \cdot g (k)$
wobei die Funktion g(k) f die Veränderung der Störung zum Ausdruck bringt. Falls die Störung zunimmt, kann selbstverständlich auch g(k) > 1 gelten.
Im Prinzip ist es ferner möglich, nicht das Interferenzspektrum abzuziehen, das zu dem unmittelbar vorausgehenden Zeitpunkt t_n-1 erzeugt wurde, sondern zu einem weiter vorausliegenden Zeitpunkt, z. B. t_n-2 oder t_n-3. Praktikabel wird dies in der Regel allerdings nur dann sein, wenn die Störung im Verlauf des Messvorgangs im Wesentlichen konstant bleibt.
Um auch den Einfluss von sich schneller verändernden Störungen eliminieren zu können, kann von dem gestörten Interferenzspektrum, das zum Zeitpunkt t_n gemessen wurde, ein gleitender Mittelwert zumindest teilweise subtrahiert werden, der aus mehreren gestörten Interferenzspektren berechnet wird, die zu mehreren früheren Zeitpunkten t_j mit j < n erzeugt wurden. Durch die Bildung eines solchen gleitenden Mittelwerts können kurzzeitige Veränderungen im Störspektrum wirksam eliminiert werden, da durch den gleitenden Mittelwert ein Trend im Verlauf des Störspektrums identifiziert wird. Der einfache gleitende Mittelwert wird gemäß der Gleichung (5) berechnet: $\bar{P_{int,tm} (k)} = \frac{1}{m} \sum_{n = 0}^{m - 1} P_{int,tn} (k)$
In vielen Fällen reicht eine Mittelwertbildung mit der Ordnung m=2 aus.
Besonders günstig ist es, wenn ein exponentiell geglätteter Mittelwert $\bar{P_{int,tn} (k)'}$
gemäß der Gleichung (6) $\bar{P_{int,tn} (k)'} = α P_{int,tn} (k) - (1 - α) \bar{P_{int, tn - 1}' (k)}$
verwendet wird. Auf diese Weise werden jüngere Spektren stärker gewichtet als weiter zurückliegende Spektren, wodurch der Mittelwert sehr rasch auf Veränderungen bei gleicher Glättung reagiert.
Das Konzept, von den gemessenen Interferenzspektren ein Vorgängerspektrum oder einen Mittelwert aus mehreren Vorgängerspektren ganz oder teilweise abzuziehen, hat außerdem den Vorteil, dass nicht mehr vor jeder Schweißfahrt das Dunkelspektrum aufgenommen und von den gemessenen Interferenzspektren subtrahiert werden muss. Diese zeitlich weitgehend unveränderlichen Einflüsse werden durch die vorstehend beschriebene Differenzbildung automatisch eliminiert.
Aus der 9 wird deutlich, dass eine Differenzbildung nach der Durchführung der Fourier-Transformation nicht mehr sinnvoll ist. Würde man von der Fourier-Transformierten eines gestörten Interferenzsspektrums die Fourier-Tranformierte eines Vorgängerspektrums abziehen, so würde dies bei dem in der 9 gezeigten Beispiel zu einer Differenz der beiden in mit 121' und 122' bezeichneten Fourier-Transformierten der gestörten Spektren führen. Diese Differenz unterscheidet sich aber deutlich von dem, was die 11 zeigt. Letztlich hängt dies damit zusammen, dass durch die Fourier-Transformation die Störeinflüsse infolge der Faltung so im Fourier-Raum vervielfältigt werden, dass sie sich nicht mehr im Wege einer einfachen mathematischen Operation entfernen lassen.
b) Division durch Vorgängerspektrum
Bei einem zweiten Ausführungsbeispiel wird ein anderer Ansatz verfolgt, um den Einfluss von Störungen auf die Messung zu verringern. Hierzu wird jedes Interferenzspektrum P_int,tn(k), das zum Zeitpunkt t_n erzeugt wurde, durch ein gemitteltes Interferenzspektrum P(k) dividiert, das einen Mittelwert aus mehreren Interferenzspektren darstellt, die zu früheren Zeitpunkten t_j mit j < m erzeugt wurden.
Zur Erläuterung dieses zweiten Ansatzes wird zunächst auf die 12 verwiesen. Gezeigt ist dort ein von dem Kohärenztomographen 40 erzeugtes ungestörtes Interferenzspektrum 132 nach Division durch das oben erwähnte Weißspektrum. Dadurch entfällt in der Gleichung (1) der Faktor P_ein(k), der ansonsten in der Fourier-Transformierten des gemessenen Interferenzspektrums zu einer unerwünschten Verbreiterung der Abstandspeaks führt. Außerdem wurde das Signal in an sich bekannter Weise mit einer cos²-Funktion 134 gefenstert, um die Verschmierung im Fourier-Raum zu verringern. Hier wird der Einfachheit halber lediglich die Reflexion an einer einzigen Grenzfläche betrachtet.
Dementsprechend ist die in der 13 gezeigte Fourier-Transformierte 130' durch zwei schmale und ausgeprägte Abstandspeaks 132'a, 132'b gekennzeichnet, die symmetrisch um z = 0 herum angeordnet sind und den Abstand der Grenzfläche z = 40 mm angeben.
Die 14 zeigt einen der 12 entsprechenden Graphen, der ein gestörtes Interferenzspektrum 132g (ebenfalls nach Division durch das oben erwähnte Weißspektrum und Fensterung) wiedergibt. Die Störung ist durch Multiplikation mit einer Störfunktion 136 repräsentiert, die dem ungestörten Interferenzspektrum eine Welligkeit aufmoduliert. Diese Störung kann z.B. durch Schwankungen im Leistungsspektrum P_ein(k) der Lichtquelle 42 oder durch unerwünschte (Mehrfach-)Reflexe innerhalb des Kohärenztomographen 40 verursacht sein.
Als Folge dieser Störung weist die Fourier-Transformierte 132g' des gestörten Interferenzspektrums mehrere Stör-Abstandspeaks 138'a, 138'b auf, die sich aus der Faltung der in der 13 gezeigten Fourier-Transformierten 132' mit der Fourier-Transformierten der Störfunktion ergeben. In der 15 sind die Intensitäten der Stör-Abstandspeaks 136'a, 136'b gering; bei stärkeren Störungen können diese Intensitäten jedoch auch höher sein als die Intensitäten der Abstands-Peaks 132'a, 132'b, so dass unter Umständen keine einfache Unterscheidung zu den interessierenden Abstandspeaks mehr möglich ist.
Zur Erläuterung, wie gemäß dem zweiten Ansatz die Stör-Abstandspeaks unterdrückt werden können, wird auf die 16 verwiesen. Gezeigt ist dort ein Interferenzspektrum, das sich aus der additiven Überlagerung zweier durch eine Welligkeit gestörter Interferenzspektren ergibt, die zu aufeinander folgenden Zeiten t_n und t_n-1 von dem Kohärenztomographen 40 erfasst wurden. Die beiden Interferenzspektren entsprechen sehr dicht beabstandeten Abstandswerten z = 40 und z = 40.8. Man erkennt, dass sich diese beiden Spektren teilweise - und am Schwebungsknoten 138 sogar fast vollständig - gegenseitig so kompensieren, dass im Wesentlichen nur noch die als Störung aufmodulierte Welligkeit übrig bleibt.
Wie Simulationen gezeigt haben, tritt diese Wirkung umso vollständiger auf, je mehr ähnliche Interferenzspektren additiv überlagert werden. Bei 50 überlagerten Interferenzspektren tritt die Störfunktion 136 bereits sehr deutlich hervor. Bei einer Überlagerung von 100 Interferenzspektren verbleibt nur noch die Störfunktion, während praktisch keine hochfrequenten Spektralanteile mehr erkennbar sind. Die schnellen Messsignalfluktuationen werden durch die Addition der Interferenzspektren herausgemittelt, während die langsameren Fluktuationen, die z.B. auf Driftvorgänge zurückgehen, übrig bleiben.
Dividiert man das zu einem Zeitpunkt t_n gemessene Interferenzspektrum P_int,tn(k) durch einen gemäß der Gleichung (5) gebildeten Mittelwert aus sehr vielen vorher erfassten Interferenzspektren, wobei die Ordnung m sehr groß sein sollte (vorzugsweise 50 ≥ m ≥ 100 und insbesondere 100 ≥ m ≥ 500), so wird der Störanteil sehr weitgehend reduziert. Das Ergebnis sind fast ideale Interferenzspektren, wie sie in der 12 gezeigt sind. Dementsprechend leicht lassen sich dann zuverlässig die Abstände aus der Fourier-Transformierten ableiten, wie sie in der 13 gezeigt ist. Die schwachen Abstandspeaks, die der Dampfkapillare 88 zugeordnet sind, werden dann nicht mehr von intensiveren Stör-Abstandspeaks überdeckt.
Damit das Summensignal bei der Addition der Spektren ausreichend „verschmiert“ wird, sollte die Phasenlage der hochfrequenten Spektralanteile statistisch variieren. Diese Voraussetzung liegt in der Regel vor, da die Oberflächen von Werkstücken üblicherweise eine Rauigkeit von einigen Mikrometern haben, was zu größeren Variationen der Phasenlage führt. Umgekehrt sollte sich die Störfunktion während des durch die Mittelung berücksichtigten Zeitraums möglichst wenig verändern, da sie ansonsten ebenfalls herausgemittelt würde.
Alternativ lässt sich dieser Ansatz auch in der Weise beschreiben, dass die gemessenen Spektren durch ein speziell definiertes und laufend aktualisiertes Weißspektrum normiert werden. Beim herkömmlichen Vorgehen kann der Fall auftreten, dass das einmal gemessene Weißspektrum im Verlauf der Messungen immer mehr von dem tatsächlichen Leistungsspektrum P_ein(k) der Lichtquelle 42 abweicht und dadurch zu Messfehlern führt. Durch die „Mitführung“ des Weißspektrums im Wege der laufenden Mittelung ist sichergestellt, dass solche Veränderungen des Leistungsspektrums P_ein(k) automatisch berücksichtigt werden.
c) Filterung
Durch die vorstehend beschriebenen Ansätze ist es möglich, die in der 7 gezeigten Artefakte zu entfernen. Es verbleibt jedoch das Problem, aus den weit streuenden Abstandswerten, die vom ersten Messstrahl 70a im Bereich der Dampfkapillare 88 und vom zweiten Messstrahl 70b auf der Oberfläche 91 des Werkstücks 24 gemessen wurden, aussagekräftige Werte für die Abstände a1 und a2 zu bestimmen.
Die 17 zeigt ein Histogramm einer typische Häufigkeitsverteilung von Abstandswerten z, die über einen Zeitraum T gewonnen wurden, in dem mehrere aufeinander folgende Messzeitpunkte t_n liegen. Das Maximum 140 bei größeren Abstandswerten z ist vergleichsweise breit und geht auf Messwerte zurück, die vom ersten Messstrahl 70a stammen, der in die Dampfkapillare 88 gerichtet ist. Das schmalere Maximum 142 bei kleineren Abstandswerten z geht auf Messwerte zurück, die vom zweiten Messstrahl 70b stammen, der auf die Oberfläche 92 des Werkstücks 24 gerichtet ist. Um aus einer solchen Verteilung die gewünschten Abstände a1, a2 zu erhalten, müssen die gemessenen Abstandswerte einer zusätzlichen Filterung unterworfen werden. Mögliche Ansätze hierzu werden im Folgenden näher beschrieben.
i) Quantil-Filter
Untersuchungen haben ergeben, dass nur die größten Abstandswerte den Abstand a1 zum Boden der Dampfkapillare 88 korrekt wiedergeben. Um diese größten Abstandswerte zu bestimmen, kann eine Quantil-Filterung durchgeführt werden. Ein Quantil ist ein Schwellenwert, der die Eigenschaft hat, dass ein bestimmter Anteil der Werte kleiner als dieser Schwellenwert und der verbleibende Anteil der Werte größer als dieser Schwellenwert ist.
Für die Messung des Abstandes a1 zum Boden der Dampfkapillare 88 hat sich ein Quantil von etwa 95% als geeignet herausgestellt. Dies bedeutet, dass der „richtige“ Abstandswert die Eigenschaft hat, dass 95% aller gemessenen Abstandswerte kleiner und nur 5% der gemessenen Abstandswerte größer sind. In der 17 ist das 95%-Quantil z_q markiert; diejenigen Balken des Histogramms, die den kleineren Abstandswerten entsprechen, sind außerdem durch eine Schraffur hervorgehoben. Der Wert des Quantils lässt sich aus einem gegebenen Histogramm mit Hilfe an sich bekannter Algorithmen bestimmen.
Mit einem Quantil-Filter kann auch ein realistischer Wert für den Abstand a2 zur Oberfläche 91 des Werkstücks 24 bestimmt werden. In Betracht kommt z. B. ein 5%-Quantil-Filterung, die auf die in der 17 linke Hälfte des Histogramms angewendet wird. Bei diesem Vorgehen ist die Gefahr, dass der ermittelte Wert nicht dem tatsächlichen Wert entspricht, allerdings relativ groß. Der Grund hierfür liegt darin, dass die Zahl der sich auf den Abstand a2 beziehenden Abstandswerte häufig deutlich kleiner ist als die Zahl der Abstandswerte, die für den Abstand a1 erfasst werden. Wenn dann die Zahl der Abstandswerte für den Abstand a2 variiert, weil der Reflexionsgrad der Oberfläche 91 schwankt (z. B. infolge einer stellenweisen Verschmutzung der Oberfläche 91), wirken sich diese Variationen sofort spürbar auf den Wert des Quantils aus. Gleiches gilt bei Variationen der Zahl der Abstandswerte, die durch Störungen oder Reflexionen aus der Dampfkapillare 88 verursacht sind. Wegen der vergleichsweise geringen Zahl an Werten für den Abstand a2 wirken sich auch Variationen des Störniveaus vergleichsweise stark auf den Wert des Quantils aus.
In vielen Fällen ist es deswegen günstiger, ausgehend von dem in der 17 gezeigten Histogramm einen Abstandswert im Intervall mit der größten Häufigkeit als tatsächlichen Wert für den Abstand a2 heranzuziehen. Bei dem Histogramm der 17 fällt in dieses Intervall das Maximum 142. Als Abstandswert kann dann z. B. ein aus allen Abstandswerten in diesem Intervall gewonnener Mittelwert festgelegt werden. Ferner kommt in Betracht, auch die Abstandswerte aus einer vorgegebenen Zahl von Nachbarintervallen in die Mittelwertbildung einzubeziehen.
ii) Andere Filter
Anstelle des Quantil-Filters können auch andere Filter verwendet werden, um aus den gemessenen Abstandswerten die Abstände a1 und a2 abzuleiten. Insbesondere kommt in Betracht, aus dem Histogramm gemäß der 17 mit Hilfe eines Kurvenfits eine Verteilungsfunktion mit bestimmten Verteilungsparametern abzuleiten. In der 17 ist eine solche Verteilungsfunktion mit einer gestrichelten Linie eingezeichnet und mit 144 bezeichnet. Aus den Parametern der Verteilungsfunktion können dann Werte für die tatsächlichen Abstände a1, a2 abgeleitet werden. Die Abstände a1, a2 müssen dabei nicht notwendigerweise den Maxima der Verteilungsfunktionen entsprechen. Als Verteilungsfunktionen geeignet sind z. B. die Beta-Verteilung (mit α, β < 1) und die Johnson-SU-Verteilung.
Häufig wird es zweckmäßig sein, nicht das gesamte Histogramm, sondern nur die beiden Hälften des Histogramms, die jeweils eines der Maxima 140, 142 enthalten, mit einer Verteilungsfunktion anzufitten. Als Verteilungsfunktionen kommen hierfür insbesondere die folgenden Funktionen in Betracht: Gaußverteilung, Poisson-Verteilung, Gamma-Verteilung, Chi-Quadrat-Verteilung, Lognormal-Verteilung und Pearson-Verteilung.
4. Ergebnis
Die 18a zeigt ein Diagramm, in dem ähnlich wie in der 4 die durch Fourier-Transformation aus den Interferenzspektren erhaltenen Werte für den Abstand z über der Zeit t aufgetragen sind. Unterstellt wurde hier, dass die Spektren nicht entstört wurden, wie dies in den Abschnitten 3 und 4 erläutert wurde. Man erkennt deswegen in dem Diagramm ein Artefakt 146, das auf einer annähernd horizontalen Linie liegt und sich in der Nähe der Abstandswerte befindet, die für die Ermittlung des Abstands a1 ausgewertet werden.
Außerdem befinden sich mehrere Artefakte 148a, 148b und 148c in der Nähe der Abstandswerte, die für die Ermittlung des Abstands a2 ausgewertet werden. Diese Artefakte 148a, 148b und 148c liegen ebenfalls annähernd auf einer horizontalen Linie, sind aber zeitlich unterbrochen.
Mit durchgezogenen Linien 150 und 152 sind die Abstände a1 bzw. a2 dargestellt, die dem 95%- bzw. 5%-Quantil entsprechen, wie dies oben im Abschnitt 4a) erläutert ist. Durch das Artefakt 146 werden die Werte für den Abstand a1 scheinbar vergrößert. Die zeitlich unterbrochenen Artefakte 148a, 148b und 148c führen zu Sprüngen in den Werten für den Abstand a2, obwohl die Oberfläche 91 abgesehen von einer Knickstelle in der Mitte eben ist.
Die 18b zeigt ein der 18a entsprechendes Diagramm, nur dass hier nicht die gestörten, sondern entstörte Interferenzspektren ausgewertet wurden. Die Artefakte 146 sowie 148a, 148b, 148c sind nicht mehr vorhanden. Entsprechend sind die Abstände a1 etwas geringer, was der Realität näher kommt, und die Abstände a2 weisen keine scheinbaren Sprünge mehr aus, sondern geben die Form der Oberfläche 91 korrekt wieder.

Claims

Verfahren zur Messung der Tiefe der Dampfkapillare (88) während eines Bearbeitungsprozesses mit einem Hochenergiestrahl (19), wobei das Verfahren die folgenden Schritte aufweist: a) Richten eines optischen Messstrahls (70a) auf den Boden einer Dampfkapillare (88), die in einem Wechselwirkungsbereich zwischen einem Werkstück (24) und dem Hochenergiestrahl (19) entsteht; b) Erfassen von Reflexen des Messstrahls (70a) in einem optischen Kohärenztomographen (40); c) Erzeugen von Roh-Messdaten aus den in dem optischen Kohärenztomographen erfassten Reflexen, d) Wiederholen der Schritte a) bis c) zu mehreren Zeitpunkten t_i, i = 1, 2, 3, ..., während des Bearbeitungsprozesses, wodurch für jeden Zeitpunkt t_i eine Menge von Roh-Messdaten für einen ersten Abstand (a1) zum Boden der Dampfkapillare (88) erhalten wird; e) Berechnen einer Menge von entstörten Messdaten für einen Zeitpunkt t_n, indem eine erste Menge von Roh-Messdaten, die zu dem Zeitpunkt t_n erzeugt wurde, und eine zweite Menge von Roh-Messdaten, die zu einem früheren Zeitpunkt t_m mit m<n erzeugt wurden, im Wege einer mathematischen Operation gemeinsam verarbeitet werden; f) Berechnen eines Endwertes für den ersten Abstand (a1) zum Zeitpunkt t_n aus der im Schritt e) berechneten Menge von entstörten Messdaten; g) Messen eines zweiten Abstands (a2) zu einem Teil der Oberfläche (91) des Werkstücks (24), der nicht dem Hochenergiestrahl (19) ausgesetzt ist; h) Berechnen der Tiefe der Dampfkapillare, indem von dem in Schritt f) berechneten Endwert für den ersten Abstand (a1) der zweite Abstand (a2) subtrahiert wird.
Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass durch die mathematische Operation in Schritt e) von der Menge der Roh-Messdaten, die zum Zeitpunkt t_n erzeugt wurde, die Menge der Roh-Messdaten, die zu dem früheren Zeitpunkt t_m erzeugt wurde, zumindest teilweise subtrahiert wird.
Verfahren nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, dass von der Menge der Roh-Messdaten, die zum Zeitpunkt t_n erzeugt wurde, die Menge der Roh-Messdaten zumindest teilweise subtrahiert wird, die zu einem unmittelbar vorausgehenden Zeitpunkt t_n-1 erzeugt wurde.
Verfahren nach Anspruch 2 oder 3, dadurch gekennzeichnet, dass durch die mathematische Operation in Schritt e) von der Menge der Roh-Messdaten, die zum Zeitpunkt t_n erzeugt wurde, die Menge der Roh-Messdaten, die zu dem früheren Zeitpunkt t_m erzeugt wurde, vollständig subtrahiert wird.
Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass durch die mathematische Operation in Schritt e) von der Menge der Roh-Messdaten, die zum Zeitpunkt t_n erzeugt wurde, ein gleitender Mittelwert zumindest teilweise subtrahiert wird, der aus Mengen von Roh-Messdaten berechnet wird, die zu mehreren früheren Zeitpunkten t_j mit j ≤ m erzeugt wurden.
Verfahren nach Anspruch 5, dadurch gekennzeichnet, dass der gleitende Mittelwert ein gewichteter Mittelwert ist, der mindestens die Ordnung 2 hat.
Verfahren nach Anspruch 5, dadurch gekennzeichnet, dass der gleitende Mittelwert ein exponentiell geglätteter Mittelwert ist.
Verfahren nach einem der vorhergehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, dass der optische Kohärenztomograph (40) ein Spectral Domain Kohärenztomograph ist, und dass jede Menge von Roh-Messdaten ein Interferenzspektrum repräsentiert, das von dem optischen Kohärenztomographen erzeugt wird.
Verfahren nach Anspruch 8, dadurch gekennzeichnet, dass durch die mathematische Operation in Schritt e) das Interferenzspektrum, das zum Zeitpunkt t_n erzeugt wurde, durch ein gemitteltes Spektrum dividiert wird, das einen Mittelwert aus mehreren Interferenzspektren darstellt, die zu früheren Zeitpunkten t_j mit j ≤ m erzeugt wurden.
Verfahren nach Anspruch 9, dadurch gekennzeichnet, dass zu dem gleitenden Mittelwert die Interferenzspektren von 50 bis 200 früheren Zeitpunkten beitragen.
Verfahren nach einem der Ansprüche 8 bis 10, dadurch gekennzeichnet, dass die Interferenzspektren einer Fourier-Transformation unterzogen werden, aus der ein oder mehrere Abstandswerte abgeleitet werden, und dass dann, wenn mehrere Abstandswerte abgeleitet werden, aus diesen nach einem vorgegebenen Kriterium der Endwert für den ersten Abstand (a1) zum Zeitpunkt t_n berechnet wird.
Verfahren nach Anspruch 11, dadurch gekennzeichnet, dass das Kriterium ein Quantil-Kriterium ist.
Verfahren nach einem der vorhergehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, dass in Schritt g) der zweite Abstand (a2) gemessen wird, indem ein weiterer Messstrahl (70b) auf den Teil der Oberfläche (91) des Werkstücks (24), der nicht dem Hochenergiestrahl (19) ausgesetzt ist, gerichtet wird, wobei Reflexe von dem weiteren Messstrahl in dem gleichen oder einem anderen Kohärenztomographen erfasst werden, und wobei die Roh-Messdaten für den zweiten Abstand in der gleichen Weise verarbeitet werden wie die Roh-Messdaten für den ersten Abstand.
Verfahren nach Anspruch 13, dadurch gekennzeichnet, dass ein Ursprungsmessstrahl mit Hilfe eines Strahlteilers (60) in den Messstrahl (70a) und den weiteren Messstrahl (70b) aufgeteilt wird.
Vorrichtung zur Messung der Tiefe der Dampfkapillare (88) während eines Bearbeitungsprozesses mit einem Hochenergiestrahl (19), wobei die Vorrichtung aufweist: - einen optischen Kohärenztomographen (40), der dazu eingerichtet ist, die folgenden Schritte auszuführen: b) Richten eines optischen Messstrahls (70a) auf den Boden einer Dampfkapillare (88), die in einem Wechselwirkungsbereich zwischen einem Werkstück (24) und dem Hochenergiestrahl (19) entsteht; c) Erfassen von Reflexen des Messstrahls (70a) in dem optischen Kohärenztomographen (40); d) Erzeugen von Roh-Messdaten aus den in dem optischen Kohärenztomographen (40) erfassten Reflexen, e) Wiederholen der Schritte a) bis c) zu mehreren Zeitpunkten t_i, i = 1, 2, 3, ..., während des Bearbeitungsprozesses, wodurch für jeden Zeitpunkt t_i eine Menge von Roh-Messdaten für einen ersten Abstand (a1) zum Boden der Dampfkapillare (88) erhalten wird; - eine Auswerteeinrichtung (114), die dazu eingerichtet ist, die folgenden Schritte auszuführen: f) Berechnen einer Menge von entstörten Messdaten für einen Zeitpunkt t_n, indem eine erste Menge von Roh-Messdaten, die zu dem Zeitpunkt t_n erzeugt wurde, und eine zweite Menge von Roh-Messdaten, die zu einem früheren Zeitpunkt t_m mit m<n erzeugt wurden, im Wege einer mathematischen Operation gemeinsam verarbeitet werden; g) Berechnen eines Endwertes für den ersten Abstand (a1) zum Zeitpunkt t_n aus der im Schritt e) berechneten Menge von entstörten Messdaten; h) Berechnen der Tiefe der Dampfkapillare (88), indem von dem in Schritt f) berechneten Endwert für den ersten Abstand (a1) ein gemessener zweiter Abstand (a2) zu einem Teil der Oberfläche (91) des Werkstücks (24), der nicht dem Hochenergiestrahl (19) ausgesetzt ist, subtrahiert wird.