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WO2008003302A1 - Verfahren zur abtastung optischer interferenzmuster mit zeilensensoren - Google Patents

Verfahren zur abtastung optischer interferenzmuster mit zeilensensoren Download PDF

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Publication number
WO2008003302A1
WO2008003302A1 PCT/DE2007/001179 DE2007001179W WO2008003302A1 WO 2008003302 A1 WO2008003302 A1 WO 2008003302A1 DE 2007001179 W DE2007001179 W DE 2007001179W WO 2008003302 A1 WO2008003302 A1 WO 2008003302A1
Authority
WO
WIPO (PCT)
Prior art keywords
grating
image sensor
beams
angle
incident
Prior art date
Legal status (The legal status is an assumption and is not a legal conclusion. Google has not performed a legal analysis and makes no representation as to the accuracy of the status listed.)
Ceased
Application number
PCT/DE2007/001179
Other languages
English (en)
French (fr)
Inventor
Gereon Huettmann
Peter Koch
Current Assignee (The listed assignees may be inaccurate. Google has not performed a legal analysis and makes no representation or warranty as to the accuracy of the list.)
Universitaet zu Luebeck
Original Assignee
Universitaet zu Luebeck
Priority date (The priority date is an assumption and is not a legal conclusion. Google has not performed a legal analysis and makes no representation as to the accuracy of the date listed.)
Filing date
Publication date
Application filed by Universitaet zu Luebeck filed Critical Universitaet zu Luebeck
Priority to EP07785589A priority Critical patent/EP2038623A1/de
Priority to US12/307,808 priority patent/US7961333B2/en
Publication of WO2008003302A1 publication Critical patent/WO2008003302A1/de
Anticipated expiration legal-status Critical
Ceased legal-status Critical Current

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Classifications

    • G—PHYSICS
    • G01—MEASURING; TESTING
    • G01J—MEASUREMENT OF INTENSITY, VELOCITY, SPECTRAL CONTENT, POLARISATION, PHASE OR PULSE CHARACTERISTICS OF INFRARED, VISIBLE OR ULTRAVIOLET LIGHT; COLORIMETRY; RADIATION PYROMETRY
    • G01J9/00—Measuring optical phase difference; Determining degree of coherence; Measuring optical wavelength
    • G01J9/02—Measuring optical phase difference; Determining degree of coherence; Measuring optical wavelength by interferometric methods
    • G—PHYSICS
    • G01—MEASURING; TESTING
    • G01N—INVESTIGATING OR ANALYSING MATERIALS BY DETERMINING THEIR CHEMICAL OR PHYSICAL PROPERTIES
    • G01N21/00—Investigating or analysing materials by the use of optical means, i.e. using sub-millimetre waves, infrared, visible or ultraviolet light
    • G01N21/17—Systems in which incident light is modified in accordance with the properties of the material investigated
    • G01N21/47—Scattering, i.e. diffuse reflection
    • G01N21/4795—Scattering, i.e. diffuse reflection spatially resolved investigating of object in scattering medium

Definitions

  • the invention relates to a method for scanning optical interference pattern with line sensors according to the preamble of the main claim.
  • a method is described for sampling optical interference patterns resulting from the superposition of two temporally partially coherent, non-parallel light beams on a linear image sensor.
  • linear image sensor is a line sensor that consists of linearly juxtaposed, light-sensitive pixels that can be read out electronically to produce, for example, an interference pattern with a measuring device, e.g. a PC.
  • a linear image sensor may also include a plurality of juxtaposed pixel rows. The following is an example of simple line sensors.
  • Such scanning operations of optical interference signals are common in optical coherence tomography (OCT), in particular in their execution without moving components, as it is presented for example in WO 2002/084263 Al. It is also known that the depth of scanning of such a "NoMotion OCT" a priori is very limited compared to other OCT methods in which scan depths of a few millimeters are achieved.
  • a mirror in the reference arm of a Michelson merferometer instead of a mirror in the reference arm of a Michelson merferometer, it is also possible to use what is known as a stepped mirror which reflects components of the reference beam with different path lengths.
  • a stepped mirror which reflects components of the reference beam with different path lengths.
  • such a mirror which must have step heights in the micrometer range, is not easy to manufacture.
  • the detector itself is no longer in the diffraction image;
  • the image reverses the divergence of different spectral components by grating diffraction on the detector.
  • the grating is only partially located in the focal plane of the beam optics, so that the image will not succeed equally well on all pixels, which creates additional evaluation problems.
  • the scanning depth can be increased in a particularly simple manner by using the reference in the superimposition on the line sensor. renzstrahl pivoted against the sample beam. But at the same time this results in a finer spatial structure of the magnitude of the electric field - and thus of the light intensity distribution - directly at the detector. Therefore, a much higher number of interference fringes are obtained on the same detector surface. In particular, now occur more common interference fringes per pixel.
  • the sampling theorem requires at least two samples per full wave to sample a sine wave train. The subsampling of the interference signal is very unfavorable with line sensors, since they can only measure integrally over pixel areas, so that a signal sampled too low can not easily be reconstructed. For a purposeful evaluation, undersampling should be avoided.
  • the optical interference signal appears as an amplitude-modulated, rapidly oscillating distribution of the density along the sensor line, with the sample information not being the interference fringes but their envelope.
  • oscillation here means a time-stationary carrier frequency measured as a reciprocal length on the image sensor.
  • the envelope is a convolution of the coherence function with an interference signal produced by the time-of-flight distribution in the sample.
  • the coherence function is determined once for a light source, then the time distribution from the envelope can be calculated.
  • DE 10 2004 033 187 B3 therefore proposes to avoid undersampling of the interference pattern by suitably masking the line sensor.
  • the periodic mask to be used multiplies the interference signal in such a way that slowly oscillating components arise, which can be scanned well with the given pixel resolution.
  • it is mixed to a low-frequency intermediate band.
  • the disadvantage of this measure is that large portions of the scattered back from the sample, already weak use light with sample information are hidden by the mixing process.
  • an interference pattern results on a line sensor by superimposing two temporally partially coherent, non-parallel incident light beams which can not be scanned completely with the given pixel density of the sensor according to the Nyquist condition.
  • the interference pattern shall be essentially characterized by a carrier frequency (expressed as the number of interference fringes per pixel) and an amplitude modulation.
  • the amplitude modulation with respect to the carrier wave should be assumed to be slowly variable, in particular over a single pixel width, as approximately constant. The latter is basically no limitation, as this is the case with any practical measurement setup. The importance of amplitude modulation in individual cases should be left undecided.
  • the method according to the invention comprises bending at least one of the two light beams originally to be brought into interference on a grid introduced into the beam path. It may be a transmission or reflection grating. If one of the beams is not diffracted at a grating, it will be referred to below as a light beam of zero (0) diffraction order incident on the line sensor.
  • the at least one beam of the at least one diffracted beam emanating from the grating results from constructive interference at the grating.
  • the rays of a flock emerge from the grating at different angles according to the different diffraction orders.
  • at least two beams of different diffraction order should now be brought into interference on the line sensor, which include a smaller angle than the two original beams.
  • a wavelength-dependent splitting of the at least one diffracted light beam is permitted and not compensated by an imaging optics.
  • the grid will not be imaged onto the detector.
  • the detector should be placed at a distance behind the grating which allows the interfering of elementary waves from all illuminated grating lines on the detector, i. the detector should be in the diffraction pattern of the grating.
  • Fig. 1 shows schematically the transit time or Wegrenunter Kunststoff, which results from the pivoting of Einstrahhichtungen
  • FIG. 2 outlines the effect of the invention which apparently reduces the effective carrier frequency of the interference signal
  • Fig. 3 illustrates the difference between the position of the wavefront and that of the coherence location after passing through a prism (left) and a grating (right).
  • the angle ⁇ between the light beams directly influences the propagation time distribution of the light on the sensor line.
  • the incident light beam 10 from the left reaches the left end of the detector 14 much earlier than the right, so that along the line sensor 14, the path length difference ⁇ for the beam 10 is fixed.
  • the vertically incident beam 12 has no difference in transit time in the sensor plane.
  • the interference fringes result directly from the spatial structure of the intensity of the superimposed electric field in front of the sensor 14, which is obviously determined by the angle ⁇ between the illustrated wavefronts.
  • Fig. 2 shows a possibility of the inventive solution.
  • the key point of the invention is the change in direction of at least one of the two light beams by grating diffraction. The other one can lead past the grid or the 0th diffraction order can be used.
  • n ⁇ O also: secondary diffraction order
  • the inventively provided light deflection takes place by diffraction on the grid, not by reflection on a mirror or refraction on a prism.
  • the propagation times of all beam components are identical, and the intended effect of the pivoting of the reference beam is simply canceled out at the detector.
  • the deflection is due to the reduced speed of light in the medium and the condition that the locations of a wave front in front of or behind the prism are always characterized by the same optical path length covered.
  • FIG. 3 shows, by way of example, the comparison of the light deflection by the prism 30 and the grating 32, as the position of the wavefront 34 in each case corresponds to the position of the coherence location 36
  • Short-coherent light which includes a wavelength spectrum, is deflected by both prism and grating, depending on the wavelength.
  • the prism typical non-linear dispersion occurs, which disturbs the overall intensity distribution. This disturbance is not easily compensated - if at all - for the evaluation of the recorded interference signals.
  • the grating diffraction produces an achromatic phase shift due to interference, which has no effect on the shape of the amplitude modulation to be measured.
  • This can be demonstrated by an analytical calculation of the interference signal for broadband light with a known spectral distribution, which, however, is not intended to be reproduced here.
  • the two beams to be superimposed are characterized by wavenumber vectors k, the magnitudes of which depend on the wavelength of the radiation and whose directions correspond to the beam directions (on grating or detector). If one of the beams strikes a grating, it emits a beam of rays with k vectors which differ between the individual beams just by one reciprocal grating vector, i. only in terms of the parallel component with respect to the orientation of the grid.
  • the procedure according to the invention implies that in the diffraction pattern of the grating those portions of the two original beams on the detector are to be superimposed and measured, the difference of the parallel components of their k vectors being minimal.
  • the grid allows to find such differences, which are smaller than those of the original, mutually pivoted incident light rays.
  • the deflection of the beams on the grating does not undo the skew-set runtime distribution on the detector, but it does solve the sampling problem by superimposing nearly parallel phase fronts on the detector.
  • the spectral divergence of the diffracted beams has no influence on the amplitude modulation of the interference pattern generated by the diffracted beams.
  • the fundamentally new which allows the procedure according to the invention. The person skilled in the art is currently not aware of this state of affairs.
  • the light source used is fixed and well known in its properties.
  • it is preferable to set up two parameters suitably: the angle between the beams and / or the lattice constant.
  • one of the light beams has a low intensity from the outset (for example, sample beam in the OCT)
  • the second light beam is preferably aimed at the grating at just such an angle to the first one that one of the secondary diffraction orders (typically the 1st order) impinges the resulting beam at a small angle (around zero) on the first light beam ( see Fig. 2).
  • the lattice constant in such a way that the predetermined angle at which the two light beams originally should strike the detector corresponds precisely to the angle of reflection of a higher diffraction order for the central wavelength of the light source.
  • This lattice constant can be calculated elementally according to the known rules of interference at the lattice.
  • one will use phase gratings to lose no light intensity.
  • the invention described here is a manipulation of the light far away from the location of the interference on the detector.
  • the grid should have a sufficient distance from the detector so that the elementary waves can interfere with each other starting from all the illuminated grid lines on the detector. The distance should therefore be at least of the order of magnitude (beam diameter x grid line spacing) / (2 ⁇ central wavelength), ie on the millimeter scale.
  • the carrier frequency should not be explicitly mixed with the difference frequency zero.
  • the effective carrier frequency should be set greater than zero and sufficiently small so that it can be detected without subsampling with the given number of pixels according to the Nyquist condition.
  • a Superlumineszensdiode (SLD) with a central wavelength ⁇ 0 of 828.3 ran and a bandwidth is ⁇ sLD b rei te use of 19.7 nm.
  • the spectral density distribution should be approximated by a Gaussian function. This results in a - Also Gaussian coherence function with a center width I 0 of 15 microns.
  • a CMOS line sensor is to be used.
  • a bs ensor 8 mm wide line 1024 photodiodes are arranged. This results in a pixel or scanning distance p a b S t a n d of 7.8 microns.
  • the aim of the design is to obtain a clear depth information from the measured interference signal on the line sensor.
  • the amplitude modulation to be sampled (the envelope of the stripe pattern) is composed of Gaussian functions.
  • the Gaussian function with given half width must be reconstructable after sampling. For this purpose, at least two cosine periods must fit into the half-width of a Gaussian curve.

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Abstract

Verfahren zur elektronischen Abtastung der Intensitätsverteilung eines optischen Interferenzmusters mit einem linearen Bildsensor (26), der eine feste Abtastfrequenz durch seine Pixelbreite vorgibt, wobei das Interferenzmuster durch Überlagerung zweier unter einem beliebigen vorgegebenen Winkel a zueinander einfallender, zeitlich teilkohärenter Strahlen (20, 22) entsteht und Interferenzstreifen mit einer Trägerfrequenz größer als die Abtastfrequenz sowie eine gegenüber der Pixelbreite langsam veränderliche Amplitudenmodulation aufweist, wobei entweder ein optisches Gitter (24) im Strahlengang des ersten der beiden einfallenden Strahlen und der Bildsensor (26) im Beugungsbild des Gitters so angeordnet wird, dass am Ort des Bildsensors (26) wenigstens ein vom Gitter (24) in Richtung einer Nebenbeugungsordnung ausgehender Strahl und der zweite vom Gitter nicht beeinflusste Einfallsstrahl (22; 20) interferieren, und die Strahlen (20, 22) einen Winkel ß am Ort des Bildsensors (26) einschließen, der kleiner als a ist. oder wenigstens ein optisches Gitter (24) im Strahlengang beider einfallender Strahlen angeordnet wird und der Bildsensor (26) im Beugungsbild des Gitters bzw. der Gitter so angeordnet wird, dass am Ort des Bildsensors (26) wenigstens zwei von dem wenigstens einen Gitter ausgehende Strahlen verschiedener Beugungsordnungen der einfallenden Strahlen interferieren, wobei die von dem wenigstens einen Gitter ausgehenden Strahlen einen Winkel ß am Ort des Bildsensors (26) einschließen, der kleiner als a ist.

Description

Universität zu Lübeck P555 lpva5045
Verfahren zur Abtastung optischer Interferenzmuster mit Zeilensensoren
Die Erfindung betrifft ein Verfahren zur Abtastung optischer Interferenzmuster mit Zeilensensoren nach dem Oberbegriff des Hauptanspruches. Insbesondere wird ein Verfahren zur Abtastung optischer Interferenzmuster, die sich bei der Überlagerung zweier zeitlich teilkohärenter, nicht-paralleler Lichtstrahlen auf einem linearen Bildsensor ergeben, beschrieben.
Ein Beispiel für einen linearen Bildsensor ist ein Zeilensensor, der aus linear nebeneinander angeordneten, lichtsensitiven Pixeln besteht, die elektronisch ausgelesen werden können, um etwa ein Interferenzmuster mit einer Messeinrichtung, z.B. einem PC, zu erfassen. Ein linearer Bildsensor kann auch mehrere nebeneinander angeordnete Pixelzeilen umfassen. Im Folgenden wird exemplarisch von einfachen Zei- lensensoren gesprochen.
Derartige Abtastvorgänge optischer Interferenzsignale sind gängig bei der optischen Kohärenztomographie (OCT), insbesondere bei ihrer Ausführung ohne bewegliche Komponenten, wie sie beispielsweise in der WO 2002/084263 Al vorgestellt wird. Es ist ebenfalls bekannt, dass die Scantiefe einer solchen „NoMotion-OCT" a priori sehr begrenzt ist im Vergleich zu anderen OCT Verfahren, bei denen Scantiefen von einigen Millimetern erreicht werden.
Zum Erzielen einer vergleichbaren Scantiefe kann beispielsweise anstelle eines Spie- gels im Referenzarm eines Michelson-Merferometers auch ein so genannter Stufen- Spiegel verwendet werden, der Anteile des Referenzstrahls mit unterschiedlichen Weglängen reflektiert. Ein solcher Spiegel, der Stufenhöhen im Bereich von Mikrometern aufweisen muss, ist allerdings nicht einfach herzustellen.
Praktisch einfacher ist deshalb die Lösung der DE 196 15 616 Al, in der der Referenzarmspiegel durch ein verkipptes Reflexionsgitter ersetzt wird. Es entstehen Re- flexe in die Richtungen der Beugungsordnungen des Gitters, und einer dieser reflektierten Strahlen wird auf den Detektor gelenkt. Mit einer im Beugungsbild des Gitters - im Raumwinkelbereich einer ausgewählten Beugungsordnung - angeordneten Strahloptik (Linse) werden die einzelnen Gitterstriche auf unterschiedliche Pixel des Detektors abgebildet, um eine nach Pixeln geordnete Laufzeitverteilung des Referenzlichtstrahls zu erzielen. Dadurch befindet sich der Detektor selbst nicht mehr im Beugungsbild; insbesondere macht die Abbildung das Auseinanderlaufen verschiedener spektraler Anteile durch Gitterbeugung auf dem Detektor rückgängig. In der Darstellung der DE 196 15 616 Al liegt das Gitter nur teilweise in der Brennebene der Strahloptik, so dass die Abbildung nicht auf allen Pixeln gleich gut gelingen wird, was zusätzliche Auswertungsprobleme schafft.
Beim Messaufbau der Druckschrift US 5 943 133 ist dieses Problem umgangen, da das Reflexionsgitter, die Brennebene und der Detektor exakt parallel liegen. Mess- und Referenzlichtstrahl werden über dasselbe Gitter derart gebeugt, dass Reflexe beider Strahlen zu unterschiedlichen Beugungsordnungen praktisch parallel auf dem Detektor eintreffen. Auch hier wird am Detektor nicht das Beugungsbild des Gitters, sondern sein Abbild erfasst. Die Abbildung des Gitters auf den Detektor dient wie oben der praktischen Realisierung eines Stufen-Spiegels, aus dem sich eine klar defi- nierte Laufzeitverteilung auf den Detektorpixeln ergibt. Durch gleichzeitige Reflexion von Mess- und Referenzlicht hat dieser virtuelle Stufen-Spiegel im Vergleich zur DE 196 15 616 Al nun die doppelte Stufenhöhe.
Die präzise Abbildung des fein strukturierten Gitters (Strukturgrößen von einigen Mikrometern sind aufzulösen) stellt allerdings hohe Anforderungen an die Strahloptik, wobei überdies Abberation als eine weitere Fehlerquelle in der Auswertung zu berücksichtigen ist.
In anderen Messaufbauten, wie z.B. dem der WO 2002/084263 Al, kann man ganz auf eine Abbildungsoptik verzichten. Tatsächlich wird man hier für gewöhnlich nur eine Strahlfokussierung senkrecht zur Sensorzeile einrichten, z.B. mit einer Zylinderlinse, um eine Intensitätssteigerung des Messlichts auf dem Detektor zu erzielen. Dies ist für die Auswertung unproblematisch.
Beim Aufbau der WO 2002/084263 Al kann die Scantiefe besonders einfach vergrößert werden, indem man bei der Überlagerung auf dem Zeilensensor den Refe- renzstrahl gegen den Probenstrahl verschwenkt. Aber dies hat zugleich eine feinere räumliche Struktur des Betrages des elektrischen Feldes - und damit der Lichtintensitätsverteilung - unmittelbar am Detektor zur Folge. Man erhält deshalb eine sehr viel höhere Anzahl von Interferenzstreifen auf derselben Detektorfläche. Insbesondere treten nun üblich mehrere Interferenzstreifen pro Pixel auf. Das Abtasttheorem verlangt aber zur Abtastung eines Sinuswellenzuges mindestens zwei Abtastungen pro Vollwelle. Die Unterabtastung des Interferenzsignals ist mit Zeilensensoren sehr ungünstig, da diese nur integrierend über Pixelflächen messen können, so dass ein zu niedrig abgetastetes Signal nicht ohne weiteres rekonstruiert werden kann. Für eine zweckmäßige Auswertung ist die Unterabtastung zu vermeiden.
Bis heute ist es keine technisch gut praktikable Lösung des Abtastproblems, einen Sensor mit höherer Pixeldichte zu verwenden (Pixelanzahl ca. 10.000), da diese teuer in der Fertigung und überdies schwer auszulesen sind. Gängige Zeilensensoren haben etwa 1.000 Pixel.
Die DE 10 2004 033 187 B3 zeigt einen einfachen Ausweg auf für den Fall, dass man nicht an der Erfassung des kompletten Interferenzmusters, sondern lediglich am mittleren Verlauf seiner Intensitätsamplitudenverteilung interessiert ist. Dies ist die wahre Messaufgabe der OCT. Das optische Interferenzsignal erscheint als eine am- plitudenmodulierte, schnell oszillierende hitensitätsverteilung entlang der Sensorzeile, wobei nicht die Interferenzstreifen, sondern deren Einhüllende die Probeninformation trägt. Mit dem Begriff Oszillation ist hier eine zeitlich stationäre Trägerfrequenz gemessen als reziproke Länge auf dem Bildsensor gemeint.
Konkret bei der OCT, bei der kurzkohärentes Licht verwendet wird, ist die Einhüllende eine Faltung aus der Kohärenzfunktion mit einem Interferenzsignal, das durch die Laufzeitverteilung in der Probe entsteht. Die Kohärenzfunktion wird für eine Lichtquelle einmalig bestimmt, dann ist die Laufzeitverteilung aus der Einhüllenden berechenbar. Die DE 10 2004 033 187 B3 schlägt deshalb vor, die Unterabtastung des Interferenzmusters durch ein geeignetes Maskieren des Zeilensensors zu vermeiden. Die dabei zu verwendende periodische Maske multipliziert das Merferenzsignal derart, dass langsam oszillierende Anteile entstehen, die mit der gegebenen Pixelauflösung gut abtastbar sind. In der Sprache der Nachrichtentechnik wird auf ein nieder- frequentes Zwischenband gemischt. Der Nachteil dieser Maßnahme ist allerdings, dass große Anteile des von der Probe zurück gestreuten, ohnehin schon schwachen Nutzlichts mit Probeninformation durch den Mischvorgang ausgeblendet werden.
Im Folgenden soll vorausgesetzt werden, dass sich auf einem Zeilensensor ein Inter- ferenzmuster durch Überlagerung zweier zeitlich teilkohärenter, nicht-parallel einfallender Lichtstrahlen ergibt, das mit der gegebenen Pixeldichte des Sensors nicht vollständig gemäß Nyquist-Bedingung abgetastet werden kann. Das Interferenzmuster soll im Wesentlichen durch eine Trägerfrequenz (ausgedrückt als Zahl der Interferenzstreifen pro Pixel) und eine Amplitudenmodulation gekennzeichnet sein. Dabei soll die Amplitudenmodulation gegenüber der Trägerwelle als langsam veränderlich, insbesondere über eine einzelne Pixelbreite als näherungsweise konstant, vorausgesetzt werden. Letzteres stellt im Grunde keine Einschränkung dar, da dies bei jedem praktischen Messaufbau der Fall ist. Welche Bedeutung die Amplitudenmodulation im Einzelfall besitzt, soll dahingestellt bleiben.
Es ist die Aufgabe der Erfindung, ein Verfahren anzugeben, mit dem sich die Amplitudenmodulation eines optischen Interferenzsignals unter den vorgenannten Voraussetzungen mit dem Zeilensensor gut erfassen lässt, ohne dass es zur Unterabtastung (unterhalb der Nyquist-Frequenz) kommt.
Die Aufgabe wird gelöst durch ein Verfahren mit den Merkmalen des Anspruchs 1. Die Unteransprüche geben vorteilhafte Ausgestaltungen an.
Das erfindungsgemäße Verfahren umfasst das Beugen mindestens eines der zwei ur- sprünglich zur Interferenz zu bringenden Lichtstrahlen an einem in den Strahlengang eingebrachten Gitter. Es kann sich dabei um ein Transmissions- oder Reflektionsgit- ter handeln. Sofern einer der Strahlen nicht an einem Gitter gebeugt wird, wird er im Folgenden als auf den Zeilensensor einfallender Lichtstrahl der nullten (0.) Beugungsordnung bezeichnet.
Die vom Gitter ausgehende, wenigstens eine Strahlenschar des wenigstens einen gebeugten Strahls ergibt sich durch konstruktive Interferenz am Gitter. Die Strahlen einer Schar treten entsprechend der verschiedenen Beugungsordnungen unter verschiedenen Winkeln aus dem Gitter aus. Erfindungsgemäß sollen nun auf dem Zeilensensor wenigstens zwei Strahlen unterschiedlicher Beugungsordnung zur Interferenz gebracht werden, die einen kleineren Winkel einschließen als die beiden ursprünglichen Strahlen.
Bevorzugt wird eine wellenlängenabhängige Aufspaltung des wenigstens einen gebeugten Lichtstrahls zugelassen und nicht durch eine Abbildungsoptik kompensiert. Das Gitter wird nicht auf den Detektor abgebildet. Der Detektor ist in einem Abstand hinter dem Gitter anzuordnen, der das Interferieren von Elementarwellen ausgehend von allen beleuchteten Gitterstrichen auf dem Detektor gestattet, d.h. der Detektor soll sich im Beugungsbild des Gitters befinden.
Die Erfindung wird näher erläutert anhand der Figuren:
Fig. 1 zeigt schematisch den Laufzeit- bzw. Weglängenunterschied, der durch das Verschwenken der Einstrahhichtungen entsteht;
Fig. 2 skizziert den Effekt der Erfindung, durch den die effektive Trägerfrequenz des Interferenzsignals offensichtlich herabgesetzt wird,
Fig. 3 verdeutlicht den Unterschied zwischen der Lage der Wellenfront und der des Kohärenzortes nach Durchlaufen eines Prismas (links) und eines Gitters (rechts).
Aus Fig. 1 ist ersichtlich, dass der Winkel α zwischen den Lichtstrahlen die Laufzeitverteilung des Lichts auf der Sensorzeile unmittelbar beeinflusst. Der von links einfallende Lichtstrahl 10 erreicht das linke Ende des Detektors 14 deutlich früher als das rechte, so dass entlang des Zeilensensors 14 der Weglängenunterschied Δ für den Strahl 10 fest eingerichtet ist. Der senkrecht einfallende Strahl 12 hingegen weist keinerlei Laufzeitunterschied in der Sensorebene auf. Die Interferenzstreifen ergeben sich unmittelbar aus der räumlichen Struktur der Intensität des superponierten elektrischen Feldes vor dem Sensor 14, welches offensichtlich durch den Winkel α zwischen den dargestellten Wellenfronten bestimmt wird.
Es ist sofort klar, dass eine Abnahme dieses Winkels (gegen Null) die Trägerfrequenz des Interferenzsignals verringern und das Abtastproblem lösen würde. Der durch das Verschwenken erzielte Weglängenunterschied Δ entlang der Sensorzeile 14 - der der Scantiefe in der OCT entspricht - würde sich jedoch entsprechend verringern.
Fig. 2 zeigt eine Möglichkeit der erfmdungsgemäßen Lösung. Hier werden zwei
Strahlen 20 und 22 unter Einfallswinkeln ßS und ßR durch dasselbe Gitter 24 gefuhrt und daran gebeugt. Auf dem Detektor 26 interferieren unterschiedliche Beugungsordnungen der beiden Strahlen 20 und 22, wobei die hinter dem Gitter 24 auf den Detektor 26 treffenden Strahlen nun einen sehr viel kleineren Winkel einschließen. Der entscheidende Punkt der Erfindung ist die Richtungsänderung wenigstens eines der beiden Lichtstrahlen durch Gitterbeugung. Der andere kann am Gitter vorbei geführt bzw. es kann die 0. Beugungsordnung benutzt werden.
Bei der Gitterbeugung interferiert eine große Zahl von Elementarwellen, die an den einzelnen Gitterlinien entstehen. Unter der konstruktiven Interferenzbedingung, dass die Elementarwellen zueinander Laufzeitunterschiede von ganzzahligen Vielfachen der Wellenlängen aufweisen, geht deshalb vom Gitter eine Strahlenschar zu den unterschiedlichen Beugungsordnungen unter verschiedenen Winkeln aus. Dabei ist der Strahl zur 0. Beugungsordnung per Definition parallel zum auf das Gitter einfallen- den Strahl und weist keinen Laufzeitunterschied der Elementarwellen auf. Die Wellenfronten der n. Beugungsordnung (n≠O, auch: Nebenbeugungsordnung) setzen sich aus diskreten n-λ verschoben Laufzeiten zusammen, wobei die Gesamtlaufzeitdifferenz Δ=N-n-λ beträgt (N = Anzahl der beitragenden Gitterlinien).
Die erfindungsgemäß vorgesehene Lichtablenkung erfolgt durch Beugung am Gitter, nicht durch Reflexion an einem Spiegel oder Brechung an einem Prisma. Bei der Reflexion am Spiegel sind die Laufzeiten aller Strahlanteile identisch, und der beabsichtigte Effekt des Verschwenkens des Referenzstrahls ist am Detektor schlicht aufgehoben. Beim Prisma rührt die Ablenkung von der verringerten Lichtgeschwindigkeit im Medium her und von der Bedingung, dass die Orte einer Wellenfront vor oder hinter dem Prisma stets durch dieselbe zurückgelegte optische Weglänge gekennzeichnet sind.
Fig. 3 zeigt exemplarisch am Vergleich der Lichtablenkung durch Prisma 30 und Git- ter 32, wie sich die Lage der Wellenfront 34 jeweils zur Lage des Kohärenzortes 36
(im linken Bild identisch mit 34) verhält. Insbesondere kurzkohärentes Licht (in der Zeichnung angedeutet) verliert also seine strahlinterne Kohärenz proportional zum Ablenkungswinkel bei Beugung am Gitter. In der OCT wird eben dies genutzt bei der Überlagerung mit dem Probenstrahl, der eine streutiefenabhängige Laufzeitverteilung aufweist, um die Laufzeiten auf die Detektorpixelkoordinaten abzubilden.
Kurzkohärentes Licht, das ein Wellenlängenspektrum umfasst, wird sowohl durch Prisma als auch durch Gitter wellenlängenabhängig abgelenkt. Beim Prisma tritt dabei typisch nichtlineare Dispersion auf, wodurch die Gesamtintensitätsverteilung gestört wird. Diese Störung ist nicht ohne weiteres - wenn überhaupt - bei der Auswer- tung der aufgezeichneten Interferenzsignale zu kompensieren.
Die Gitterbeugung erzeugt demgegenüber durch Interferenz eine achromatische Phasenverschiebung, wobei diese keinerlei Auswirkungen auf die Gestalt der zu messenden Amplitudenmodulation besitzt. Dies lässt sich durch eine analytische Berech- nung des Interferenzsignals für breitbandiges Licht mit bekannter spektraler Verteilung nachweisen, die aber hier nicht wiedergegeben werden soll.
Formal gesprochen, sind die beiden zu überlagernden Strahlen durch Wellenzahlvek- toren k charakterisiert, deren Beträge von der Wellenlänge der Strahlung abhängen und deren Richtungen den Einstrahhichtungen (auf Gitter bzw. Detektor) entsprechen. Trifft einer der Strahlen auf ein Gitter, so sendet dieses eine Strahlenschar mit k-Vektoren aus, die sich zwischen den Einzelstrahlen gerade jeweils um einen reziproken Gittervektor unterscheiden, d.h. nur hinsichtlich der Parallelkomponente bezogen auf die Ausrichtung des Gitters.
Das erfindungsgemäße Vorgehen beinhaltet nun mit anderen Worten, dass im Beugungsbild des Gitters jene Anteile der beiden ursprünglichen Strahlen auf dem Detektor überlagert und gemessen werden sollen, deren Differenz der Parallelkompo- nenten ihrer k-Vektoren minimal ist. Dabei gestattet das Gitter, solche Differenzen zu finden, die kleiner sind als die der ursprünglichen, zueinander verschwenkt einfallenden Lichtstrahlen. Die Ablenkung der Strahlen am Gitter macht die durch das Verschwenken eingerichtete Laufzeitverteilung auf dem Detektor nicht rückgängig, behebt aber das Abtastproblem durch die Überlagerung nahezu paralleler Phasenfronten auf dem Detektor. Das spektrale Auseinanderlaufen der gebeugten Strahlen hat überraschenderweise keinen Einfluss auf die Amplitudenmodulation des mit den gebeugten Strahlen erzeugten Interferenzmusters. Darin liegt das grundlegend Neue, das das erfindungsgemäße Vorgehen erlaubt. Dem Fachmann ist dieser Sachverhalt bisher nicht geläufig.
Es ist dem Fachmann ebenfalls nicht von vornherein klar, dass der Verzicht auf die übliche Abbildung des Gitters auf den Detektor (siehe DE 196 15 616 Al und US 5 943 133) keinen Nachteil für die Messung bedeutet, sondern vielmehr eine teure Strahloptik und den Ausgleich ihrer Fehler bei der Auswertung vermeidet.
Für gewöhnlich ist die verwendete Lichtquelle fest gewählt und in ihren Eigenschaf- ten gut bekannt. Zur Durchführung des verwendeten Verfahrens wird man bevorzugt zwei Parameter geeignet einrichten: den Winkel zwischen den Strahlen und/oder die Gitterkonstante.
Vorzugsweise wird man für den Fall, dass einer der Lichtstrahlen von vornherein ge- ringe Intensität aufweist (z.B. Probenstrahl in der OCT) gar nicht beugen, sondern diesen ersten Lichtstrahl direkt auf den Detektor richten (0. Beugungsordnung). Den zweiten Lichtstrahl wird man bevorzugt gerade unter einem solchen Winkel gegen den ersten auf das Gitter richten, dass eine der Nebenbeugungsordnungen (typisch die 1. Ordnung) der entstehende Strahlenschar unter einem kleinen Winkel (um Null) gegen den ersten Lichtstrahl auf den Detektor trifft (vgl. Fig. 2).
Alternativ oder auch zusätzlich kann man die Gitterkonstante derart passend wählen, dass der vorgegebene Winkel, unter dem die beiden Lichtstrahlen ursprünglich auf den Detektor treffen sollten, gerade dem Ausfallswinkel einer höheren Beugungs- Ordnung für die zentrale Wellenlänge der Lichtquelle entspricht. Diese Gitterkonstante kann elementar nach den bekannten Regeln der Interferenz am Gitter berechnet werden. Vorzugsweise wird man Phasengitter verwenden, um keine Lichtintensität zu verlieren.
Ln Unterschied zu dem Verfahren der DE 10 2004 033 187 B3 handelt es sich bei der hier beschriebenen Erfindung um eine Manipulation des Lichts fernab vom Ort der Interferenz auf dem Detektor. Insbesondere bietet sich nun die Möglichkeit, einen der beiden zur Interferenz gebrachten Strahlen - bevorzugt den Probenstrahl bei OCT - unverändert zu belassen, was bei einer Maskierung des Detektors nicht mög- lieh ist. Das Gitter soll einen ausreichenden Abstand zum Detektor aufweisen, damit die Elementarwellen ausgehend von allen beleuchteten Gitterstrichen auf dem Detektor miteinander interferieren können. Der Abstand sollte daher wenigstens in der Größenordnung (Strahldurchmesser x Gitterlinienabstand)/(2 x Zentralwellenlänge), also auf der Millimeter-Skala liegen. Die Größenordnung einiger Wellenlängen, d.h. Mikrometer, wäre als Gitter-Detektor-Abstand zu klein für den Zweck der Erfindung, weil dann noch nicht von einer Vielstrahl-Interferenz am Gitter ausgegangen werden dürfte und vielmehr auch Beugungseffekte am Einzelspalt einzubeziehen wären.
Die Wahl eines Gitter-Detektor- Abstandes von einigen Zentimetern ist ebenfalls geeignet, vor allem wenn alle anderen Beugungsordnungen als die zur Interferenz ausgewählte ausreichend weit abgelenkt und so am Detektor unterdrückt werden sollen. Würde man den Abstand hingegen auf die Meterskala auslegen, würde das Auseinanderlaufen der spektralen Anteile das OCT-Signal auflösen.
Als wichtige Bemerkung sei auf die in der DE 10 2004 033 187 B3 geführte Diskussion verwiesen, der zufolge die Trägerfrequenz ausdrücklich nicht auf die Differenzfrequenz Null gemischt werden sollte. Denn in diesem Fall hätte man zwar unmittelbar die gesuchte Amplitudenmodulation ohne Interferenzstreifen auf dem Zeilensen- sor, aber das messbare Signal wäre stark von der Phasenlage des Interferenzmusters abhängig. Im ungünstigsten Fall könnten sich Beiträge zum Interferenzsignal bei der integrierenden Messung über einzelne Pixel gerade aufheben. Die effektive Trägerfrequenz sollte vielmehr größer als Null und dabei ausreichend klein eingerichtet werden, so dass sie ohne Unterabtastung mit der gegebenen Pixelzahl gemäß Ny- quist-Bedingung erfasst werden kann.
Für die hier beschriebene Erfindung heißt dies, dass die exakt parallele Einstrahlung der wenigstens zwei verschiedenen Beugungsordnungen auf den Detektor vorzugsweise zu vermeiden ist. Dies ist leicht durch geringfügige Variation des Einstrahl- winkeis eines der Strahlen zu erreichen.
Im Folgenden soll beispielhaft die Auslegung eines OCT Detektors dargelegt werden, bei dem die hier beschriebene Erfindung zum Einsatz kommt. Als Lichtquelle wird eine Superlumineszensdiode (SLD) mit einer Zentralwellenlänge λ0 von 828,3 ran und einer Bandbreite λsLDbreite von 19,7 nm verwendet. Die spektrale Dichteverteilung soll durch eine Gaußfunktion approximierbar sein. Daraus ergibt sich eine - ebenfalls gaußförmige Kohärenzfunktion mit einer Mittenbreite I0 von 15 μm. Zur Abtastung des Interferenzsignals soll ein CMOS-Zeilensensor verwendet werden. In einer bsensor = 8 mm breiten Zeile sind 1024 Photodioden angeordnet. Damit ergibt sich ein Pixel- bzw. Abtastabstand pabStand von 7,8 μm. Ziel der Auslegung ist es, aus dem gemessenen Interferenzsignal auf dem Zeilensensor eine eindeutige Tiefeninformation zu erhalten.
Die Interferenzstreifen müssen rekonstruierbar sein, d.h. nach dem Nyquist- Kriterium muss der Abstand benachbarter Interferenzstreifen mindestens doppelt so groß sein, wie der Abtastabstand (= Sensorpixelabstand) pabstand- Der Winkel ß, den
Proben- und Referenzstrahl einschließen müssen, damit Unterabtastung vermieden wird, beträgt ß = arcsin(λ0 / pabstand) = 3,0°.
Die abzutastende Amplitudenmodulation (die Einhüllende des Streifenmusters) setzt sich aus Gaußfunktionen zusammen. Die Gaußfunktion mit gegebener Halbwertsbreite muss nach der Abtastung rekonstruierbar sein. Dazu müssen mindestens zwei Kosinusperioden in die Halbwertsbreite einer Gaußkurve passen. Zusammen mit dem ersten Kriterium folgt, dass die Gaußfunktion von mindestens vier Pixeln abgetastet werden muss. Bei einem Sensor mit 1024 Pixeln ist daher eine maximale Weg- längendifferenz von Δ=256-lc = 3,8 mm erreichbar. Um diese zu erreichen muss der
Einfallswinkel auf das Gitter zu α = arctan(Δ/bsensor) = 25,4°gewählt werden.
Entsprechend der nun bekannten Ein- und Ausfallwinkel aus dem Gitter kann jetzt unter Verwendung der Gittergleichung auch die Gitterkonstante bestimmt werden. Diese folgt dann zu g = (sin(α)+sin(ß))/(m-λ) = 579 Linien pro Millimeter.

Claims

P 5551-PVA 5045Patentansprüche
1. Verfahren zur elektronischen Abtastung der Intensitätsverteilung eines optischen Interferenzmusters mit einem linearen Bildsensor (26), der eine feste Abtastfrequenz durch seine Pixelbreite vorgibt, wobei das Interferenzmuster durch Überla- gerung zweier unter einem beliebigen vorgegebenen Winkel α zueinander einfallender, zeitlich teilkohärenter Strahlen (20, 22) entsteht und Interferenzstreifen mit einer Trägerfrequenz größer als die Abtastfrequenz sowie eine gegenüber der Pixelbreite langsam veränderliche Amplitudenmodulation aufweist, dadurch gekennzeichnet, dass
ein optisches Gitter (24) im Strahlengang des ersten der beiden einfallenden Strahlen und der Bildsensor (26) im Beugungsbild des Gitters so angeordnet wird, dass am Ort des Bildsensors (26) wenigstens ein vom Gitter (24) in Richtung einer Nebenbeugungsordnung ausgehender Strahl und der zweite vom Gitter nicht beeinflusste Einfallsstrahl (22; 20) interferieren, und die Strahlen (20, 22) einen Winkel ß am Ort des Bildsensors (26) einschließen, der kleiner als α ist.
2. Verfahren zur elektronischen Abtastung der Intensitätsverteilung eines opti- sehen Interferenzmusters mit einem linearen Bildsensor (26), der eine feste Abtastfrequenz durch seine Pixelbreite vorgibt, wobei das Interferenzmuster durch Überlagerung zweier unter einem beliebigen vorgegebenen Winkel α zueinander einfallender, zeitlich teilkohärenter Strahlen (20, 22) entsteht und Interferenzstreifen mit einer Trägerfrequenz größer als die Abtastfrequenz sowie eine gegenüber der Pixelbreite langsam veränderliche Amplitudenmodulation aufweist, dadurch gekennzeichnet, dass
wenigstens ein optisches Gitter (24) im Strahlengang beider einfallender Strahlen angeordnet wird und der Bildsensor (26) im Beugungsbild des Gitters bzw. der Gitter so angeordnet wird, dass am Ort des Bildsensors (26) wenigstens zwei von dem wenigstens einen Gitter ausgehende Strahlen verschiedener Beugungsordnungen der einfallenden Strahlen interferieren, wobei die von dem wenigstens einen Gitter ausgehenden Strahlen einen Winkel ß am Ort des Bildsensors (26) einschließen, der kleiner als α ist.
3. Verfahren nach Anspruch 1 oder 2, dadurch gekennzeichnet, dass der Referenzstrahl einer OCT durch das Gitter gelenkt wird.
4. Verfahren nach einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, dass ein optisches Phasengitter verwendet wird.
5. Verfahren nach einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, dass die Gitterbeugung durch Reflexion an einem Gitter erfolgt.
6. Verfahren nach einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet,, dass breitbandiges Licht mit kurzer Kohärenzlänge verwendet wird.
7. Verfahren einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, dass der Bildsensors in einem Abstand von wenigstens 1 mm zum Gitter angeordnet wird.
8. Verfahren nach einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, dass die auf dem Zeilensensor überlagerten Strahlen einen von Null verschiedenen Winkel einschließen.
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