Optische Koh arenztomogra e (OCT) - TU Dresden€¦ · Die OCT bietet zudem M oglichkeiten der...

Optische Koharenztomografie (OCT)

Versuch im Fortgeschrittenenpraktikum Physik

Anleitung

22.10.2012

Lars Kirsten, Maria Gartner, Prof. Dr. rer. nat. Edmund Koch

Klinisches Sensoring und MonitoringMedizinische Fakultat Carl Gustav Carus

Technische Universitat Dresden

Betreuer:Lars Kirsten [email protected] 0351/458 6133Maria Gartner [email protected] 0351/458 6139

Versuchsort:Medizinisch Theoretisches ZentrumFiedlerstraße 42, 01307 DresdenUG, Raum A.01.062Eingang Fiedlerstraße, Treppenhaus links, UGBeginn: 8:30 Uhr


Inhaltsverzeichnis

1 Einleitung 1

2 Grundlagen 22.1 Time Domain OCT . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42.2 Fourier Domain OCT . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52.3 Doppler FD OCT . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 72.4 Signalverarbeitung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10

3 Durchfuhrung 113.1 Time Domain OCT . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 113.2 Fourier Domain OCT . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 123.3 Doppler FD OCT . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14

4 Hinweise 154.1 Fragen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 154.2 Protokoll . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16

A Phasendifferenzen im erweiterten Dopplermodell 17

B Technische Daten 17

C Nomenklatur der Dateinamen 18

Literaturverzeichnis 19

1 Einleitung

Die Optische Koharenztomografie (OCT) ist ein nichtinvasives, beruhrungslos arbeitendes Bildge-bungsverfahren, welches vor allem in der medizinischen Diagnostik Anwendung findet [1]. Ahnlichder Ultraschallbildgebung werden Gewebeschnittbilder mit Bildraten von bis zu 400 fps und 3DVolumenstapel erzeugt. Das auf der Weißlichtinterferometrie beruhende Verfahren der OCT nutztdie Interferenz, die bei Uberlagerung von Referenzlicht und ruckgestreutem Licht aus der Pro-be in einem Interferometer entstehen, um das Tiefenprofil der Probe zu erhalten. Bei der TimeDomain OCT wird dazu der Referenzarm durchgefahren, wobei Interferenzen nur im Bereich derKoharenzlange (wenige µm) entstehen. Dagegen kann bei der Fourier Domain OCT das Interfe-renzspektrum detektiert werden, was die komplette Tiefeninformation enthalt. Fur die 2D und 3DBildgebung wird eine laterale Strahlablenkung uber der Probe durchgefuhrt. Es werden breitban-dige Lichtquellen im nahinfraroten Bereich verwendet, da dort die Absorption im Gewebe geringist. Besonders geeignet ist sowohl der Spektralbereich um 800 nm, welcher durch die geringereWellenlange eine gute Auflosung ermoglicht, als auch der Bereich um 1300 nm, der den Vorteileiner großeren Eindringtiefe bietet. Aktuelle OCT-Systeme erreichen Tiefenauflosungen von 1 µmbis 15 µm [2, 3] und Eindringtiefen in Gewebe von 1 mm bis 2 mm. Damit fullt die OCT in dermedizinischen Diagnostik die Lucke zwischen Mikroskopie und Sonografie.

Hauptanwendungsgebiete sind zum einen die Augenheilkunde, in der sich die OCT bei der Un-tersuchung der Netzhaut bereits etabliert hat [4, 5]. Zum anderen wird die OCT auch in derDermatologie [6], bei endoskopischen bzw. Katheteruntersuchungen [7] sowie in der biomedizini-schen Forschung [8] angewandt. Die OCT bietet zudem Moglichkeiten der Dopplerbildgebung zurBlutflussmessung [9] und der polarisationssensitiven Darstellung von Gewebe [10].

In diesem Praktikumsversuch sollen zunachst die Grundlagen zu den beiden Verfahren der TimeDomain OCT sowie der Fourier Domain OCT behandelt werden. Als funktionale Erweiterung wird

1


die phase-resolved Doppler-Methode vorgestellt, welche zur Messung der Geschwindigkeitsprofilein einem Flussphantom, bestehend aus einer durchstromten Kapillare, verwendet werden soll.

2 Grundlagen

Zur medizinischen Diagnostik wird oft eine mikroskopische Darstellung von Gewebe benotigt. ImVergleich zur Mikroskopie erweitert die OCT die Bildgebung um eine zusatzliche Dimension undliefert Tiefenschnittbilder des Gewebes, ahnlich zur Sonografie, mit der Moglichkeit einer schnel-len online Bildgebung und einer hohen Tiefenauflosung. Um eine große Eindringtiefe zu erreichen,werden in der OCT Lichtquellen mit Wellenlangen im nahinfraroten Spektralbereich eingesetzt.

Abbildung 1: Fur humane Haut ist der Absorptionskoeffizient (a), der Streukoeffizient (b), derAnisotropiefaktor (c) und die theoretisch berechnete Eindringtiefe (d) dargestellt. Im optischenFenster von 700 nm bis 1400 nm ist die Eindringtiefe besonders groß. Abbildung entnommenaus [11].

Der Absorptionskoeffizient humaner Haut und die berechnete Eindringtiefe sind in Abb. 1 dar-gestellt. Bei großen Wellenlangen uber 1000 nm entspricht die Absorption der Haut im Wesent-lichen der des Wassers. Bei niedrigeren Wellenlangen, vor allem im sichtbaren Bereich, steigt dieAbsorption dagegen an, was vor allem durch farbige Bestandteile von Melanin und Hamoglo-bin hervorgerufen wird [11]. Dagegen fuhren z. B. Lipide, Proteine und Zellorganellen zu starkvorwartsgerichteter Streuung, was in Ubereinstimmung mit dem Anisotropiefaktor von ≈ 0, 9 ist,der ein Maß fur die richtungsabhangige Streueigenschaft eines Partikels ist. Die aus Streuung undAbsorption berechnete Eindringtiefe in die menschliche Haut wird in Abb. 1d dargestellt. DerSpektralbereich zwischen 700 nm und 1400 nm erlaubt eine große Eindringtiefe und wird deshalbals optisches Fenster bezeichnet. Bei der OCT Bildgebung zeigt sich jedoch die großte Eindring-tiefe bei 1300 nm [12]. Der Spektralbereich bei 800 nm liefert eine bessere Auflosung und damitauch einen verbesserten Kontrast.

Zur Erzeugung der Tiefenprofile (A-Scans) haben sich Time Domain und Fourier Domain OCT-Systeme etabliert. Diese beinhalten ein Interferometer, bei dem das Anregungslicht in Referenz-

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und Probenlicht aufgeteilt wird und die ruckgestreuten Anteile superponiert werden. Abb. 2 zeigtim Vergleich die Systemskizzen beider Verfahren. Die Aufnahme von Schnittbildern (B-Scans)und Volumenstapeln (C-Scans) erfolgt bei beiden Verfahren durch laterale Ablenkung des Pro-benstrahls uber dem Untersuchungsgebiet.

Det

RS

ProbeST

LQ

G

RS

ProbeST

CCD

(a) (b)

LQ

Abbildung 2: (a) Time Domain OCT: Von der Lichtquelle (LQ) ausgesendetes kurzkoharentesLicht wird mit einem Strahlteiler (ST) in einen Referenz- und einen Probenstrahl aufgespalten.Es werden genau dann Interferenzen am Detektor (Det) sichtbar, wenn die optischen Wege vonReferenz- und Probenarm innerhalb der Koharenzlange ubereinstimmen. Durch die Bewegungdes Referenzspiegels (RS) wird das Tiefenprofil der Probe direkt vom Detektor aufgenom-men. (b) Fourier Domain OCT: Mit einem Gitter (G) wird das Licht spektral zerlegt und dasgesamte Spektrum mit einem Zeilendetektor (CCD oder CMOS Array) aufgenommen. DerReferenzspiegel wird in diesem Fall nicht verfahren.

Bei der Time Domain OCT (Abb. 2a) wird kurzkoharentes, breitbandiges Licht verwendet, sodassnur dann ein Interferenzsignal entsteht, wenn beide Armlangen des Interferometers nahezu uber-einstimmen. Die Koharenzlange des Lichtes bestimmt direkt die axiale Auflosung des Systems.Die Position des Referenzspiegels im Michelson-Interferometer muss nun durchgefahren werden,um die Ruckstreuamplitude in den korrespondierenden Tiefenpositionen der Probe zu bestim-men. Durch die mechanische Spiegelbewegung sind nur kleine Repetitionsraten von wenigen kHzmoglich, weshalb Time Domain OCT-Systeme nicht zur schnellen Bildgebung geeignet sind.

Alternativ dazu wird beim Prinzip der Fourier Domain OCT (FD OCT) durch spektrale Zerlegungdes interferierten Lichtes das Interferenzspektrum detektiert, das mit den zu den Wegdifferen-zen zwischen Proben- und Referenzlicht proportionalen Frequenzen moduliert ist. Es wird somitgleichzeitig die gesamte Tiefeninformation aufgenommen und eine wesentliche Verbesserung desSignal-zu-Rausch-Verhaltnisses (SNR) erreicht [13]. Aus diesem Spektrum lasst sich durch Fourier-transformation und geeignete Filterung das Tiefenprofil berechnen. Somit ist keine mechanischeSpiegelbewegung mehr notwendig. Die Auslesegeschwindigkeit der CCD bzw. CMOS Arrays li-mitiert spektrometerbasierte FD OCT Systeme (Spectral Domain OCT) auf Detektionsraten derTiefenscans bis etwa 200 kHz. Generieren lasst sich das Spektrum ebenso mit Swept Source FDOCT Systemen, bei denen das Spektrum im Zeitmultiplex aufgelost wird, weshalb nun nur nochein Detektor benotigt wird. Als Lichtquellen werden typischerweise Laser eingesetzt, bei denen einoptisches Element (z. B. Gitter in Verbindung mit Polygonspiegel oder ein Filter) die Wellenlangeperiodisch durchstimmt. In diesem Versuch wird ein spektrometerbasiertes FD OCT System ver-wendet.

3


2.1 Time Domain OCT

Ziel der OCT ist das Erreichen einer moglichst guten Auflosung im µm Bereich, weshalb mansich das Prinzip der Weißlichtinterferometrie zu Nutze macht. Die hohe Auflosung wird dabeidurch die kleine Koharenzlange eines breitbandigen Spektrums, im Versuchsaufbau das Spektrumeiner Superlumineszenzdiode (SLD), erreicht. Inteferenzen werden nur dann sichtbar, wenn dieWeglangendifferenz im Interferometer im Bereich der Koharenzlange liegt. Demnach ist zur Er-zeugung eines Tiefenprofils der Probenreflektivitat das Durchfahren des Referenzspiegels uber dengewunschten Messbereich notwendig. Im Folgenden soll kurz die Koharenz einer breitbandigenLichtquelle und die entstehenden Interferenzen hergeleitet werden.

Abbildung 3: Normierte komplexe Selbstkoharenzfunktion als Funktion der optischen Weg-differenz fur ein gaußformiges Spektrum mit eine Zentralwellenlange von 845 nm und einerHalbwertsbreite von 35 nm.

Analog zu [14, 15] wird zunachst die Kontrastfunktion betrachtet, welche die Superposition eineselektrischen Feldes mit sich selbst in Abhangigkeit der Laufzeitdifferenz τ beschreibt.

I(τ) =1

2ε0c⟨|E(t) + E(t+ τ)|2

⟩t

= 2I0 + ε0c ·Re 〈E∗(t)E(t+ τ)〉t (1)

Dabei wurde

I0 =1

2ε0c 〈E(t)E∗(t)〉t =

1

2ε0c 〈E(t+ τ)E∗(t+ τ)〉t (2)

benutzt. Der Interferenzterm wird als komplexe Selbstkoharenzfunktion bezeichnet:

Γ(τ) = 〈E∗(t)E(t+ τ)〉 . (3)

Die normierte komplexe Selbstkoharenzfunktion lautet:

γ(τ) =Γ(τ)

Γ(0). (4)

und berechnet sich fur ein Lichtquelle mit dem Leistungsspektrum S(ω) mit der Kreisfrequenz ωgemaß [14] zu:

γ(τ) =

∫∞0S(ω)e−iωτdω∫∞0S(ω)dω

. (5)

4


Fur ein gaußverteiltes Leistungsspektrum zentriert um Ω

S(ω) = S0e−4ln(2)(ω−Ω∆Ω )

2

(6)

berechnet sich die normierte komplexe Selbstkoharenzfunktion zu

γ(τ) = e−iΩτe−1

16ln2 (∆Ωτ)2

. (7)

Die Interferenzen zeigen eine schnelle Modulation die durch die Zentralwellenlange bestimmt wird.Die Intensitat ist allerdings auf Laufzeitdifferenzen im Bereich der Koharenzzeit beschrankt, wasdurch die gaußformige Einhullende beschrieben wird. In Abb. 3 ist die normierte komplexe Selbst-koharenzfunktion in Abhanigkeit der Weglangendifferenz ∆z = c0 · τ fur eine in der OCT typischeLichtquelle mit ideal gaußformigem Leistungsspektrum dargestellt.

Die Koharenzzeit soll im Folgenden auf das Abklingen des Betrages der Interferenzen auf 1/2bezogen werden:

τ1/2 =4ln(2)

∆Ω(8)

Die Koharenzlange ergibt sich damit zu

lc =2ln(2)

π· λ

2c

∆λ. (9)

Fur die OCT ist diese identisch mit der axialen Auflosung (FWHM) in der Interferometeranord-nung.

2.2 Fourier Domain OCT

Alternativ zur Time Domain OCT wird bei der modernen Fourier Domain OCT das Interfe-renzspektrum erfasst, welches die gesamte Tiefeninformation eines Tiefenscans enthalt. Fur beideVarianten der Fourier Domain OCT, Spectral Domain OCT und Swept Source OCT, ist die mathe-matische Beschreibung identisch. Am Beispiel des Michelson-Interferometers kann die Entstehungder Interferenzspektren analog zu [13, 16] erklart werden.

Wie in Abb. 4a dargestellt, wird die einfallende, polychromatische Lichtwelle mit der spektralenAmplitude des elektrischen Feldes s(k, ω)

Eein(k, ω) = s(k, ω)ei(kz−ωt) (10)

im Strahlteiler in einen Referenzstrahl und in einen Probenstrahl aufgeteilt. Dabei ist k die Wel-lenzahl und ω die Frequenz. Der Teilungsfaktor soll durch die Reflektivitaten mit berucksichtigtwerden und wellenlangenunabhangig sein. Fur den Referenzarm der Lange zR und der ReflektivitatrR gilt fur die reflektierte Welle:

ER(k, ω) = Eein(k, ω)rRei2kzR . (11)

Das ruckgestreute Probenlicht kann zur Veranschaulichung in eine Summe verschiedener Wellenzerlegt werden, die aus unterschiedlichen Tiefen zS,j mit den Reflektivitaten rS,j ruckgestreutwurden:

ES(k, ω) = Eein(k, ω)∑j

rS,jei2kzS,j . (12)

Das superponierte elektrische Feld lautet dann:

Eint(k, ω) = Eein(k, ω)rRei2kzR + Eein(k, ω)∑j

rS,jei2kzS,j . (13)

5


LQ

RS

Probe

ST

Det

zR

zR zS,j

Eein

ER

ES

Eint

DC-Komponente

Autokorrelation

Kreuzkorrelation

I

zS - zR

(a) (b)

Abbildung 4: Im Michelson-Interferometer (a) wird das einfallende Licht aus der Lichtquelle(LQ) im Strahlteiler (ST) in einen Referenz- und Probenstrahl aufgespalten. Das am Referenz-spiegel (RS) reflektierte Licht wird mit dem aus der Probe zuruckgestreuten Licht superponiertund vom Detektor (Det) erfasst. Durch Fouriertransformation (b) erhalt man das Tiefenprofil,das durch den Kreuzkorrelationsterm beschrieben wird.

Damit ergibt sich fur die Leistung P (k) ∝⟨|E(k, ω)|2

⟩t

:

Pint(k) = Pein(k)

∣∣∣∣∣∣rRei2kzR +∑j

rS,jei2kzS,j

∣∣∣∣∣∣2

. (14)

Unter Einfuhrung der Leistungsreflektivitaten RR = r2R und RS,j = r2

S,j ergeben sich damit fol-gende drei Terme:

Pint(k) = Pein(k)

RR +∑j

RS,j+ (15a)

∑j

√RRRS,j

(ei2k(zR−zS,j) + e−i2k(zR−zS,j)

)+ (15b)

∑j,m

√RS,jRS,m

(ei2k(zS,j−zS,m) + e−i2k(zS,j−zS,m)

) . (15c)

Vereinfachen lasst sich das zu:

Pint(k) = Pein(k)

RR +∑j

RS,j+ (16a)

2∑j

√RRRS,jcos (2k (zR − zS,j)) + (16b)

2∑j,m

√RS,jRS,mcos (2k (zS,j − zS,m))

. (16c)

Der Term 16a beschreibt die DC-Komponente, die mit dem Leistungsspektrum und den Reflek-tivitaten skaliert. Die zweite Komponente 16b enthalt die fur die OCT interessanten Kreuzkorre-lationen. Jede Reflexion in der Probe fuhrt zu einer Modulation des Spektrums im k-Raum, die

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proportional zur Wegdifferenz (zR− zS,j) ist. Da die Lange des Referenzarmes in der Regel kurzeroder langer als alle Reflexionen im Probenarm gewahlt wird, kann jeder Modulationsfrequenz eineeindeutige Tiefe in der Probe zugeordnet werden. Die Amplitude skaliert dabei mit der wesentlichhoheren Referenzreflektivitat

√RR. Der letzte Term 16c beschreibt die Autokorrelation der Probe,

die aus Wegdifferenzen innerhalb der Probe entsteht. Da die Referenzreflektivitat in der Regel vielgroßer ist als die Reflektivitat einer biologischen Probe, ist dieser Term in den meisten Fallen zuvernachlassigen.

Durch Anwendung der inversen Fouriertransformation erhalt man das Tiefenprofil:

F−1 [Pint(k)] (z) = F−1 [Pein(k)]

RR +∑j

RS,j

+ (17a)

F−1 [Pein(k)]⊗∑j

√RRRS,jδ (z ± 2 (zR − zS,j)) + (17b)

F−1 [Pein(k)]⊗∑j,m

√RS,jRS,mδ (z ± 2 (zS,j − zS,m)) . (17c)

Enthalten ist wieder der DC-Term 17a um z = 0, der Autokorrelationsterm 17c und in Term 17bdie Faltung der Fouriertransformation des Leistungsspektrums mit dem Tiefenprofil. Diese Termesind in Abb. 4b skizziert. Dabei ist das Tiefenprofil symmetrisch zu zS−zR = 0, da nicht zwischenpositiven und negativen Abstanden unterschieden werden kann.

Entsprechend Gleichung 17b wird jede einzelne Reflexion (Deltafunktion) entsprechend der Fou-riertransformierten des Leistungsspektrums zur PSF (point spread function) verbreitert. Aus dieserBeziehung lasst sich direkt die Auflosung (FWHM der PSF) berechnen, hier fur den Fall einesgaußformigen Leistungsspektrums. Dann gilt fur die FWHM (full width at half maximum) dieBeziehung FWHM = 2

√2 ln 2σ und bei Fouriertransformation fur die Standardabweichungen

bezuglich der Wellenzahl bzw. des optischen Wegunterschiedes L die Relation σk = 1/σL, womitsich die axiale Auflosung berechnen lasst:

FWHMz = 2√

2 ln 2σz = 2√

2 ln 21

2nσL = (18)

=

√2 ln 2

n

1

σk=

√2 ln 2

n

λ2c

2πσλ= (19)

=2 ln 2

πn

λ2c

FWHMλ. (20)

Dabei ist n der Brechungsindex in der Probe, σz = 2nσL die Standardabweichung bezuglich derTiefe, λc die Zentralwellenlange des Laserspektrums und FWHMλ seine Halbwertsbreite.

Ein weiterer wichtiger Parameter fur die Bildgebung ist der maximale Messbereich, der direktdurch die Auflosung des Spektrums bestimmt wird. Wenn das k-Spektrum in Intervallen δk vor-liegt, ist die korrespondierende Frequenz in der Tiefe π/δk. Damit ergibt sich unter Berucksichti-gung des Nyquist-Theorems die maximale, eindeutig darstellbare Tiefe:

zmax =π

2δk=

λ2c

4δλ. (21)

2.3 Doppler FD OCT

In der Standard Fourier Domain OCT wird nur der Betrag der mittels Fouriertransformation be-rechneten komplexwertigen Amplitude als Maß fur die Ruckstreuamplitude benutzt. Um Aussageuber die Bewegung der Probe, also z. B. uber eine Flussgeschwindigkeit, machen zu konnen, muss

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die Phase betrachtet werden. Am Beispiel des Interferenzterms (Vergleich zu Gleichung 16b)

Pint(k) = cos (2k (zR − zS) + ϕ) (22)

mit einer willkurlichen Phase ϕ wird deutlich, dass eine axiale Verschiebung (z-Richtung) zu einerPhasendifferenz ∆ϕ fuhrt:

cos (2k (zR − zS −∆zS) + ϕ) = cos (2k (zR − zS)−∆ϕ+ ϕ) (23)

mit∆ϕ = 2k∆zS. (24)

Fur eine Geschwindigkeit v berechnet sich die Phasenverschiebung zwischen zwei nachfolgendenA-Scans deshalb zu:

∆ϕ (z) =4πnTA-Scanv (z) sinϑ

λ0(25)

Dabei ist n der Brechnungsindex des Probenmediums, TA-Scan das Zeitintervall zwischen zwei A-Scans, λ0 die Zentralwellenlange und ϑ der Dopplerwinkel, d. h. der Winkel zwischen Horizontale(senkrecht zum Strahlverlauf) und Geschwindigkeitsvektor (Abb. 5). Experimentell zuganglichwird die Phasendifferenz durch Multiplikation der komplexen Amplitude des A-Scans mit derkonjugiert komplexen Amplitude des um TA-Scan nachfolgenden A-Scans, berechnet jeweils fureine konstante Tiefe und bei unveranderter lateraler Fokusposition.

zv

xv

v

Abbildung 5: Ein Streuteilchen bewegt sich mit einer Geschwindigkeit v durch den Strahlfo-kus. Dabei verandert es zwischen zwei Tiefenscans die laterale Position um ∆x = vx ·TA-Scan

und die axiale Position um ∆z = vz ·TA-Scan.

Die Beziehung 25 beschreibt das klassische Dopplermodell und wird bei der phase-resolved Dopp-ler Methode zur quantitativen Geschwindigkeitsmessung genutzt. Allerdings fuhrt die transversaleBewegung der Streuzentren zu Abweichungen, die mit diesem Modell nicht beschrieben werdenund deshalb die Ableitung eines erweiterten Doppler Modells notwendig machen.

Wesentlichen Einfluss hat der lateral beschrankte Strahlfokus, der zu einer zusatzlichen zeitlichenWichtung der detektierten Amplitude und Phase fuhrt. Analog zu [17, 18] werden durch Normie-rung auf die Systemparameter Strahlbreite (FHWM) w0, Zentralwellenlange λ0, Brechungsindexder Probe n und zeitlicher Abstand zweier A-Scans TA-Scan zunachst dimensionslose Koordinateneingefuhrt, die eine universelle Beschreibung ermoglichen.

δx =∆x

w0(26)

δz =2n∆z

λ0(27)

8


t =t

TA-Scan

(28)

Der Dopplerwinkel transformiert sich gemaß:

tanϑ =2nw0

λ0tanϑ (29)

Im verwendeten OCT System gilt fur die Systemparameter: w0 = 6, 7 µm und λ0 = 845 nm.

Abbildung 6: Links oben: Phasendifferenz als Funktion der axialen und lateralen Verschie-bung (siehe auch vergroßerte Darstellung in Abb. 9 im Anhang). Die Ursprungsgeraden mitWinkel ϑ in diesem Konturplot reprasentieren die Phasendifferenz fur einen Dopplerwinkelbei zunehmender Geschwindigkeit. Rechts oben: Die Probenbewegung fuhrt außerdem zu einerSignaldampfung. Unten: Exemplarisch sind fur die Winkel 56, 3 und 39, 0, die den Ursprungs-geraden in den oberen Abbildungen entsprechen, die Phasendifferenzen bei Verwendung desklassischen und des erweiterten Dopplermodells dargestellt.

Ein einzelnes Streuzentrum, welches sich zur Zeit t = 0 bei der lateralen Position xm befindet,fuhrt im Zeitintervall [T1;T2] zur komplexen Amplitude

N (T1, T2, δx, δz, xm) =

∫ T2

T1

ei2πδzte−4ln(2)(xm−δxt)2

dt. (30)

Das fur die OCT maßgebende Signal kann durch Mittelung uber mehrere Streuer bei den Positio-nen xm und den Streuamplituden am erhalten werden.

N (T1, T2, δx, δz) =∑

m

am

∫ T2

T1

ei2πδzte−4ln(2)(xm−δxt)2

dt (31)

9


Die messbare Phasendifferenz ergibt sich als Argument einer Korrelationsfunktion, die sich ausdem Produkt der komplexen Amplitude eines A-Scans im Zeitintervall [−1;0] mit der konjugiertkomplexen Amplitude des nachfolgenden A-Scans im Zeitintervall [0;1] berechnet:

∆ϕ (δx, δz) = arg[Ccor (δx, δz)

]= arg

[N (−1, 0, δx, δz)N∗ (0, 1, δx, δz)

](32)

mit

Ccor (δx, δz) = Ccor (0, 0) · 2[

ln(4)

π

]·∫ ∞−∞

N (−1, 0, δx, δz, xm)N (0, 1, δx, δz, xm) dxm (33)

Anhand Gleichung 30 konnen zwei Grenzfalle veranschaulicht werden. Ist die Geschwindigkeitklein, d. h. ist die laterale Verschiebung klein gegenuber dem Strahldurchmesser (δx < 1), wirdwahrend des Aufnahmeintervalls nur uber die Phase gemittelt, was besonders bei Mittelung uber2π zu einem Signalabfall fuhrt. Die Phasendifferenz bleibt ansonsten aber unbeeinflusst und ent-spricht der im klassischen Modell. Fur den Fall großer werdender lateraler Geschwindigkeit kommtdie laterale Verschiebung in den Bereich des Strahldurchmessers (δx ≥ 1). Dann fuhrt die zeitli-che Mittelung zusatzlich zu einer veranderten Wichtung der beitragenden Phasen, resultierendin einer geringeren effektiven Phasendifferenz. Die Phasendifferenz kann nur numerisch gemaßGleichung 32 ermittelt werden. Die Phasendifferenz ∆ϕ (δx, δz) ist in Abb. 6 als Funktion der di-mensionslosen Verschiebungen δx und δz in einem zweidimensionalen Plot dargestellt. Fur einenDopplerwinkel ϑ bewegt man sich in diesem Plot mit zunehmender Geschwindigkeit entlang einerUrsprungsgeraden des Winkels ϑ. Im Bereich δx < 1 liefert das erweiterte Dopplermodell Phasen-differenzen, die nur geringfugig vom klassischen Modell (Vergleich Gleichung 25) abweichen. ImGrenzfall rein axialer Bewegung, also δx = 0, ergibt sich exakt das klassische Dopplermodell mitlinear steigender Phasendifferenz. Fur großere laterale Geschwindigkeitskomponenten δx ≥ 1 sinderhebliche Abweichungen vom klassischen Modell zu erkennen. Die Phasendifferenz konvergiert zueinem konstanten Wert.

Außerdem fuhrt eine Bewegung der Probe zu einem Signalabfall, der uber die gemittelte AmplitudeImean definiert wird:

Imean = |N (−1, 0, δx, δz)|2 (34)

Das logarithmierte Signal ist in Abbildung 6 dargestellt und zeigt prinzipiell eine mit der Ge-schwindigkeit zunehmende Dampfung. Zudem tritt bei Vielfachen der Phasendifferenz 2π eineerhebliche Dampfung auf, die durch Mittelung uber das gesamte Intervall [0;2π] verursacht wird.

2.4 Signalverarbeitung

Die Prozessierung der vom Spektrometer ausgelesenen Daten beinhaltet folgende Schritte: ZurDurchfuhrung der Fouriertransformation wird das Spektrum im Wellenzahlraum benotigt. EineVerzerrung des Spektrums wurde nach Durchfuhrung der Fouriertransformation zu einer Verbrei-terung der Punktspreizfunktion fuhren. Daher ist zunachst eine Reskalierung in den Wellenzahl-raum (Dechirp) unter Verwendung eines bereits aufgenommenen Referenzspektrums notwendig.Als nachster Schritt erfolgt eine Normierung des Spekrums bezuglich des Referenzlichtes gemaßeines Hanning-Fensters, was zur Eliminierung von Bildartefakten, zur Reduktion von Seitenpeaksund zur Steigerung der axialen Auflosung fuhrt. Mittels Fast Fourier Transformation wird dasTiefenprofil berechnet. Zur Intensitatsdarstellung werden die Amplituden gemaß

IdB = 20 · lgI (35a)

GW =

255 ; IdB ≥ IdB,maxIdB−IdB,min

IdB,max−IdB,min· 255 ; IdB,min < IdB < IdB,max

0 ; IdB ≤ IdB,min

(35b)

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in die logarithmische Skala uberfuhrt und als 8 bit Grauwerte (GW) ausgegeben. Die untere undobere Grenze fur die Grauwertskalierung, IdB,min und IdB,max, konnen eingestellt werden. Die Pha-sendifferenz zur Dopplerauswertung wird durch konjugiertkomplexe Multiplikation benachbarterA-Scans berechnet und farbcodiert dem Grauwertbild uberlagert. Dabei gilt: blau entspricht −π,weiß entspricht 0 und rot entspricht π.

3 Durchfuhrung

Der OCT Versuch wird mit einem spektrometerbasierten OCT System durchgefuhrt. Der sche-matische Aufbau ist in Abbildung 7 dargestellt. Als Lichtquelle wird eine Superlumineszenzdiode(SLD) mit Zentralwellenlange λ0 = 845 nm und einer Bandbreite (FWHM) von ∆λ = 35 nm ver-wendet. Das Licht wird durch einen optischen Zirkulator zum Scankopf (Applikator) geleitet, derdas Michelson-Interferometer und die Galvanometerscanner zur Strahlablenkung enthalt. Ruckre-flektiertes Licht propagiert durch den Zirkulator zum Spektrometer. Das Auslesen der CCD Zeileerfolgt mit 11888, 2 Hz und wird synchron zur Strahlablenkung mittels PC uber ein LabVIEWProgramm gesteuert. Die technischen Daten sind im Anhang B zusammengefasst.

GSRef

Probe

Cir

SLD

CCD

G

Applikator/Messkopf

mit Michelson-Interferometer

Spektrometer

PC

Abbildung 7: OCT System. Das Licht der Superlumineszenzdiode (SLD) wird uber einenoptischen Zirkulator (Cir) und eine Singlemodefaser zu einem Applikator (Scankopf) geleitet,der das Michelson-Interferometer mit Referenzarm (Ref) sowie Probenarm mit zwei Galvano-meterspiegeln (GS) zur Strahlablenkung enthalt. Das ruckreflektierte Licht wird wieder uberden Zirkulator zur Spektrometereinheit mit Gitter (G) und CCD Zeile geleitet. Die Aufnahmeund Steuerung erfolgt uber einen PC.

3.1 Time Domain OCT

Zum Aufbau des TD OCT Systems ist vor den Applikator ein Faserschmelzkoppler einzubringen.Mit diesem soll ruckreflektiertes Licht zu einem Einzeldetektor gefuhrt werden. Die Spannungam Detektor wird uber eine BNC-Box und eine Datenerfassungskarte NI PCIe 6259 erfasst. DasAuslesen des Signals erfolgt unter LabVIEW mit dem Programm TD OCT.vi. Der Applikator istfur Fourier Domain Systeme konstruiert und ermoglicht kein schnelles Durchfahren der Referenz-armlange. Daher wird das TD OCT simuliert, indem als Probe ein Lautsprecher verwendet wird.Zur Erfassung der Time Domain Signale ist folgende Reihenfolge zu beachten:

11


1. Positionierung des Applikators uber dem unbewegten Lautsprecher mit Mikrometerschraube.

2. Abstandsjustierung, sodass sich der auf dem Lautsprecher aufgeklebte Spiegel im Fokusbefindet. Dabei Referenzarm blocken, gegebenenfalls eine hohe Verstarkung am Detektorverwenden.

3. Anlegen einer Wechselspannung (≈ 5 V) an den Lautsprecher. Verstarkung am Detektorauf 40 dB einstellen und als Samplerate 500 kHz wahlen. Lautsprecherfrequenz auf ungefahr20 Hz einstellen. Referenzarm wieder zuschalten.

4. Justierung der Referenzarmlange am Applikator, sodass die Interferenzen beim Nulldurch-gang entstehen.

5. Darstellung der Fringes mit ≈ 10 Samples pro Periode der schnellen Oszillation.

6. Abspeichern als *.dat.

Die Auswertung der Interferenzsignale (Vergleich Abbildung 3) fur das Protokoll soll beinhalten:

• Einhullende berechnen.

• Berechnung der axialen Auflosung unter Kenntnis der Geschwindigkeit des Lautsprechers(die Amplitude der Lautsprecherbewegung kann mit FD OCT gemessen werden).

• Vergleich mit theoretischer Auflosung aus spektraler Bandbreite der SLD.

3.2 Fourier Domain OCT

Fur die FD OCT Anwendung wird das LabVIEW Programm OCT MAXIMUS Doppler.vi ver-wendet, das sowohl eine online-Anzeige von B-Scans und Kreuzscans als auch die Speicherung derDaten und die Aufnahme von 3D-Scans ermoglicht. Die Nachprozessierung der abgespeicherten3D-Scans kann mit dem Programm OCT RohToRaw basic.vi erfolgen. Gleichzeitig zur OCT Bild-gebung kann mit dem Programm Camera+Fokuslinse Praktikum.vi die Kamera des Messkopfeszur Orientierung auf der Probe verwendet werden.

Die Justierung des FD OCT Setups sollte gemaß folgender Reihenfolge erfolgen:

1. Referenzarmleistung anpassen.

2. Justierung des Applikators (Hohenverstellung mit Mikrometerschraube), sodass sich Probeim Fokus befindet. Dabei sollte die Amplitude (FFT) des A-Scans im Zentrum betrachtetwerden.

3. Gegebenenfalls sind die Grenzwerte der dB-Einstellung anzupassen.

4. Die Verschiebung der Probe in den Messbereich erfolgt uber Justierung der Referenzarmlange.

5. Die Werte fur die Anzahl der A-Scans in x- bzw. y-Richtung mussen jeweils Vielfache von32 sein und durfen im Falle des Kreuzscan zusammen 1000 A-Scans nicht uberschreiten.

Zunachst soll mit dem FD OCT Setup die Schwingungsamplitude des Lautsprechers ermitteltwerden. Dabei ist als Schrittweite δx = 0 und δy = 0 einzustellen und die Anzahl der A-Scansso einzustellen, dass mindestens eine Schwingungsperiode des Lautsprechers aufgezeichnet wird.Abgespeichert werden die ungemittelten Bilder der online-Anzeige als tif-Bilder sowie die entspre-chenden Grauwerte der FFT als dat-Dateien. Außerdem wird eine *.kon Datei angelegt, in der alleEinstellungen der Aufnahme protokolliert sind. Die genauen Bezeichnungen aller abgespeichertenDateien ist in Anhang C zusammengestellt.

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Des Weiteren soll die axiale Auflosung des FD OCT Systems bestimmt werden. Dazu ist der Laut-sprecher mit der aufgerauten, 5 mm dicken Glasplatte auszutauschen und der Oberflachenreflexaufzunehmen.

Die Auswertung fur das Protokoll sollte beinhalten:

• Berechnung der Geschwindigkeit des Lautsprechers (fur die Auswertung der Time DomainSignale). Hinweis zur Tiefenskala: 1 Pixel entspricht 5, 0 µm in Luft (n = 1).

• Berechnung der Auflosung (FWHM) des FD OCT-Systems anhand Ruckstreupeak einerGlasplatte. Zur Bestimmung der Peakbreite kann ein Parabelfit in der logarithmischen Skaladurchgefuhrt werden. Die Halbwertsbreite ergibt sich bei ≈ −6 dB.

• Vergleich mit theoretischer Auflosung aus spektraler Bandbreite der SLD.

Als medizinische Anwendung soll das Aufquellen der Hornhautschicht bei einem Wasserbad sowiedie schutzende Wirkung von Handcreme untersucht werden. Dabei ist wie folgt vorzugehen:

• An einer Hand werden zwei Finger untersucht, einer davon wird eingecremt, der andereverbleibt unbehandelt.

• Nach 15 min Wartezeit werden an beiden Fingern mittels Pflaster Markierungen angebracht,die ein Wiederauffinden der Hautstellen ermoglichen.

• Vor dem Wasserbad werden von beiden Fingern Schnittbilder (Kreuzscan, ungemittelt) auf-gezeichnet. Dabei sollte darauf geachtet werden, dass die Struktur des Fingerabdrucks ineinem Schnittbild deutlich zu sehen ist.

• Nach 10 min sowie nach 20 min wird die Bildgebung wiederholt. Auch zwischen diesen beidenAufnahmen verbleiben beide Finger im Wasserbad.

• In jedem OCT Bild soll an mindestens drei verschiedenen Stellen die Dicke der Hornhaut-schicht ausgemessen werden. Dazu kann das Programm Fiji1 verwendet werden. Fur dieBeurteilung des zeitlichen Verlaufs ist die relative Anderung zu berechnen.

Zusatzaufgabe: Es ist naturlich auch moglich, eigene Objekte, die sich fur OCT Bildgebung eignen, zurAnfertigung von 3D Stapeln mitzubringen. Zur Aufnahme und Auswertung eines 3D Stapels ist zu beach-ten:

• Die Probe sollte sich im Fokus befinden und der Referenzarm so eingestellt sein, dass wahrend derAufnahme kein

”Umklappen“ des Bildes erfolgt.

• Typische Werte fur eine 3D Aufnahme sind Nx = Ny = 320 und δx = δy = 0, 004 = 4 µm.

• Die Aufnahme eines 3D Scans erfolgt mit dem Button”REC“. Es werden eine *.roh Datei, welche

die Spektren enthalt, und eine *.kon Datei zur Protokollierung angefertigt.

• Die Rohdaten (*.roh) mussen anschließend mit dem Nachverarbeitungsprogramm OCT RohToRaw -basic.vi in einen *.raw Stapel umgewandelt werden.

• Die Auswertung und Darstellung kann z. B. mit dem Plugin 3D Viewer in Fiji, erfolgen. BeimImportieren ist einzustellen: Breite: 512, Hohe: Nx und Anzahl der Bilder: Ny. Hinweis: Skalierungentsprechend Brechungsindex durchfuhren.

1http://fiji.sc

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3.3 Doppler FD OCT

An einem Flussphantom sollen mit der Doppler FD OCT quantitativ Flussgeschwindigkeiten be-stimmt werden. Das verwendete Flussphantom besteht aus einer runden Glaskapillare mit ei-nem Innendurchmesser von ungefahr 300 µm, sodass ein laminares Stromungsprofil entsteht. Alsstreuendes Medium wird eine Ol-Wasser-Emulsion (Intralipid) verwendet, die mit Hilfe einer In-fusionsspritzenpumpe bei einstellbarem Volumenstrom durch die Kapillare gepumpt wird. DieGeschwindigkeitsprofile sollen mittels klassischem und erweitertem Doppler Modell ermittelt undmit den aus dem Volumenstrom berechneten theoretischen Geschwindigkeiten verglichen werden.Nach folgender Reihenfolge sollte vorgegangen werden:

1. Aufbau der Versuchsanordnung: Es ist eine ≈ 1%-Emulsion Intralipid durch 1:24 Verdunnungvon Intralipid20 herzustellen (2 ml Intralipid : 48 ml dest. Wasser). Langes Schlauchende desPhantoms ist an die Pumpenspritze anzuschließen. Zum Auffangen des Intralipids muss dasEnde des Schlauches in ein Becherglas gehangen werden. Das Flussphantom (Schale mitKapillare) ist auf dem Kipptisch unter dem Applikator zu positionieren. Der Applikatorsollte moglichst parallel zur Rotationsachse des Kipptisches ausgerichtet werden.

2. Bestimmung des Kapillardurchmessers mit einem B-Scan senkrecht zur Kapillare bei hori-zontal liegender Kapillare.

3. Bestimmung des Brechnungsindexes der Intralipid Emulsion aus Vergleich der Innendurch-messer der Kapillare im OCT-Scan bei Fullung mit Luft und mit Intralipid Emulsion. ZurDokumentation sollten immer die entsprechenden Kreuzscans abgespeichert werden.

4. Der Dopplerwinkel muss so eingestellt werden, dass eine eindeutige Quantifizierung der Fluss-geschwindigkeit uber einen moglichst großen Phasenbereich moglich wird. Der einzustellendeDopplerwinkel muss daher vor dem Versuch aus Abbildung 9 (Anhang A) bestimmt werden.

5. Der genaue Dopplerwinkel ist fur die weitere Auswertung vor Ort auszurechnen und solltemit einem B-Scan entlang der Kapillare kontrolliert werden. Beim Ausmessen anhand derOCT online Anzeige muss auf die richtige Bildskalierung (Schrittweite) und auf die exakteAusrichtung der Kapillare geachtet werden. Außerdem muss beachtet werden, dass durchBrechung der im OCT Bild gemessene Winkel der Kapillaroberflache von dem Dopplerwinkelim Fluid abweicht. Anhand dieses Winkels wird entsprechend des erweiterten Dopplermodellsdie Abhangigkeit ϕ (v) berechnet, die zur Auswertung fur das Protokoll benotigt wird.

6. Anhand des erweiterten Dopplermodells sind zwei Volumenstrome in ml/h zu berechnen, diezu Maximalgeschwindigkeit fuhren, welche a) komplett durch das klassische Dopplermodellbeschrieben werden konnen, b) die bei Verwendung des klassischen Modells zu signifikantenAbweichungen fuhren, aber unter Verwendung des erweiterten Dopplermodells noch messbarsind.

7. Fur die zwei berechneten Volumenstrome sind die Geschwindigkeitsprofile zu ermitteln.Zunachst werden zur Visualisierung Doppler-2D-Scans uber die gesamte Breite der Kapilla-re aufgezeichnet. Die Schrittweite zwischen benachbarten A-Scans sollte 0, 5 µm betragen.Im Aufnahmeprogramm muss die Doppleranzeige aktiviert werden. Neben dem ungemit-telten 2D-Scan sollten zur Veranschaulichung zusatzlich gemittelte B-Scans aufgezeichnetwerden. Aufgrund des starken Phasenrauschens muss uber ungefahr hundert B-Scans ge-mittelt werden. Zur prazisen Messung der Phasendifferenzen wird jeweils ein M-Scan inKapillarmitte aufgenommen. Ein M-Scan besteht aus mehreren A-Scans an fester lateralerPosition (δx = δy = 0). Fur die im Aufnahmeprogramm integrierte komplexe Mittelung sol-len die A-Scans 120 bis mindestens 320 genutzt werden. Eine Datei mit den entsprechendenPhasendifferenzen wird beim Abspeichern mit ausgegeben. Die ausgegebenen Dateien sindim Anhang genauer beschrieben.

Die Auswertung sollte folgende Punkte umfassen:

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• Berechnung des Brechnungsindexes der Intralipid Emulsion.

• Berechnung des Geschwindigkeitsprofils fur die aufgezeichneten M-Scans mit dem klassi-schen Dopplermodell und dem erweiterten Dopplermodell fur die zwei ausgewahlten Volu-menstrome. Dazu sollten die komplex gemittelten Phasendifferenzen verwendet werden.

• Fit einer Parabelfunktion in jedes gemessene Geschwindigkeitsprofil.

• Vergleich der gemessenen maximalen Geschwindigkeit in Kapillarmitte mit der theoretischerwarteten (aus dem eingestellten Volumenstrom berechneten) maximalen Geschwindigkeit.

• Vergleich der Flussprofile fur jeden Volumenstrom in einem Diagramm und Diskussion derGrenzen der quantitativen Flussmessung.

BeispielIn Abbildung 8 ist beispielhaft die Messung des Geschwindigkeitsprofils an der Kapillare veran-schaulicht. Der zugehorige Dopplerwinkel im Fluid ist 2, 18, was einem normierten Dopplerwinkelvon 39 entspricht, sodass ein Vergleich der mit einem M-Scan gemessenen Phasendifferenzen zuden theoretisch berechneten Phasendifferenzen in Abbildung 6 moglich ist. Das erweiterte Mo-dell erlaubt die exakte Messung hoherer Geschwindigkeiten, wie in Abbildung 8C an dem besserrekonstruierten Parabelprofil deutlich wird.

Abbildung 8: (A) uber 128 B-Scans gemitteltes Schnittbild der Kapillare mit farbkodierterPhasendifferenz. (B) Gemittelte Phasendifferenzen aus einem M-Scan in der Mitte der Ka-pillare. (C) Geschwindigkeit des Fluides, berechnet aus der gemessenen Phasendifferenz (B)mit dem klassischen Dopplermodell (schwarz) und dem erweiterten Dopplermodell (rot). Diedurchgezogene rote Linie ist ein Fit einer Parabelfunktion in die Messwerte des erweiteretenDopplermodells. Der zugehorige Dopplerwinkel betragt 2, 18, was dem normierten Doppler-winkel von 39 in Abbildung 6 entspricht.

4 Hinweise

Bei der Aufnahme der 3D-Stacks entstehen große Datenmengen (bis zu 500 MB pro 3D Stack).Deshalb muss zur Speicherung der OCT Aufnahmen fur die Mitnahme zur Protokollanfertigungein Speichermedium (USB-Stick) mit mindestens 2 GB freiem Speicherplatz mitgebracht werden.

4.1 Fragen

Die folgenden Fragen sind zur Vorbereitung auf das Praktikum zu verwenden. Wesentliches sollteauch im Protokoll diskutiert werden.

1. Wie unterscheidet sich bei TD OCT und FD OCT die Anordnung der Referenzebene?

2. Was bestimmt die Auflosung und den Messbereich bei der TD OCT und der FD OCT?

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3. Welche Anforderung ist an die Koharenz der Lichtquelle zu stellen?

4. Leiten Sie aus der Koharenzzeit (Gleichung 8) die Koharenzlange (Gleichung 9) her.

5. Was macht der Dechirp?

6. Welche geometrische Anordnung und welche Geschwindigkeiten sind fur eine quantitativeMessung der Flussgeschwindigkeit sinnvoll?

7. Leiten Sie das Flussprofil in einer Kapillare mit kreisformigem Querschnitt sowie die Abhangig-keit des Volumenstroms vom Radius und von der Maximalgeschwindigkeit her. Die entspre-chenden Gleichungen sollten vor dem Versuch vorbereitet werden.

8. Wie wird die Halbwertsbreite eines Peaks bei einer logarithmischen Intensitatsdarstellungbestimmt?

9. Wie kann man die Einhullende eines frequenzmodulierten Signals bestimmen?

10. Berechnen Sie fur das gegebene OCT System und fur einen normierten Dopplerwinkel von45 den Volumenstrom von Wasser in einer Kapillare mit 300 µm Innendurchmesser beiδz = 1 sowie die maximale Geschwindigkeit.

4.2 Protokoll

Das Protokoll sollte folgende Punkte beinhalten:

1. Aufgabenstellung

2. Grundlagen

3. Durchfuhrung

4. Ergebnisse

5. Diskussion

6. Zusammenfassung

7. Kopie des Messprotokolls vom Versuchstag

Das Protokoll (eines pro Gruppe) ist dem Betreuer innerhalb von zwei Wochen nach dem Ver-suchstermin moglichst als pdf-Datei zuzusenden.

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A Phasendifferenzen im erweiterten Dopplermodell

Abbildung 9: Phasendifferenz als Funktion der axialen und lateralen Verschiebung.

B Technische Daten

fA A-Scan Frequenz 11888, 2 Hzλ0 Zentralwellenlange 845 nm∆λ Halbwertsbreite 35 nmw0 lateraler Strahldurchmesser 6, 7 µm

∆zPixel Pixeltiefe 5, 0 µm

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C Nomenklatur der Dateinamen

2D-Scan (ohne Mittelung)[2D] Mod Name.kon Protokolldatei

Mod : I ... Intensitat, D ... Doppler[2D] Mod Name x.tif tif-Bild des B-Scans in x-Richtung[2D] Mod Name x.dat Grauwerte des B-Scans in x-Richtung[2D] Mod Name y.tif tif-Bild des B-Scans in y-Richtung[2D] Mod Name y.dat Grauwerte des B-Scans in y-Richtung[2D] Mod Name xposN.dat Grauwerte des N. A-Scans des B-Scans in x-Richtungnur im Doppler-Modus:[2D] D Name dphi x.dat Phasendifferenzen des B-Scans in x-Richtung[2D] D Name dphi xposN.dat Phasendifferenzen fur den N. A-Scans des B-Scans in

x-Richtung[2D] D Name dphi y.dat Phasendifferenzen des B-Scans in y-Richtunggemittelter A-Scannur im B-Scan in x-Richtung; uber die (Nx − 32) letzten A-Scans[A] NavAAnz Mod Name.kon Protokolldatei

Anz : Anzahl zur Mittelung verwendeter A-ScansMod : I ... Intensitat (Standard), D ... Doppler

[A] NavAAnz Mod Name x.tif tif-Bild des zugehorigen B-Scans in x-Richtung[A] NavAAnz Mod Name x.dat Grauwerte des zugehorigen B-Scans in x-Richtung[A] NavAAnz Mod Name AvAll.dat Grauwerte des gemittelten A-Scansnur im Doppler-Modus:[A] NavAAnz D Name dphi x.dat Phasendifferenzen des zugehorigen B-Scans in x-

Richtung[A] NavAAnz D Name dphi x AvAll.dat Phasendifferenzen des gemittelten A-Scansgemittelter B-Scan[B] NavBAnz Mod Name.kon Protokolldatei

Anz : Anzahl zur Mittelung verwendeter B-ScansMod : I ... Intensitat, D ... Doppler

[B] NavBAnz Mod Name x.tif tif-Bild des gemittelten B-Scans in x-Richtung[B] NavBAnz Mod Name x.dat Grauwerte des gemittelten B-Scans in x-Richtung[B] NavBAnz Mod Name xposN.dat Grauwerte des N. A-Scans im gemittelten B-Scan in

x-Richtungnur im Doppler-Modus:[B] NavBAnz D Name dphi x.dat Phasendifferenzen des gemittelten B-Scans in x-

Richtung[B] NavBAnz D Name dphi xposN.dat Phasendifferenzen fur den N. A-Scans im gemittelten

B-Scan in x-Richtung3D-Scan[3D] Name.kon Protokolldatei[3D] Name.roh Rohdaten (Spektren) des Volumenstapelsnach Prozessierung:[3D] Name.raw Grauwerte des Volumenstapels

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Optische Koh arenztomogra e (OCT) - TU Dresden€¦ · Die OCT bietet zudem M oglichkeiten der...

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