DE10129651A1 - Verfahren und/oder Anordnung zur Kompensation der Dispersion in Signalen von Kurzkohärenz-und/oder Oct-Interferometern - Google Patents

Verfahren und/oder Anordnung zur Kompensation der Dispersion in Signalen von Kurzkohärenz-und/oder Oct-Interferometern

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Abstract

Verfahren und/oder Anordnung zur Kompensation der Dispersion in Signalen von Kurzkohärenz- und/oder OCT-Interferometern, DOLLAR A wobei die Auswirkung der Dispersion durch nachträgliche Kompensation eliminiert wird, indem das Interferometersignal mit einem räumlich varianten Korrelationskern korreliert wird, der entlang der Meßachse in Z-Richtung jeweils einem Interferometersignal einer einzigen in Z-Richtung punktförmigen lichtremittierenden Stelle mit derselben Dispersion entspricht.

Description

Mit Zunahme der hochauflösenden Optischen Kohärenz-Tomographie (= Optical Coherence Tomography; OCT) kommen zunehmend breitbandige Lichtquellen zum Einsatz. Damit ist zunehmender Einfluss der Dispersion der durchstrahlten Medien auf das OCT A-Scan Signal verbunden. Dispersion vergrößert die Kohärenzlänge und verschlechtert dadurch die Tiefen-Auflösung der OCT.
Erfindungsgemäß wird die durch Dispersion hervorgerufene Vergrößerung der Kohärenzlänge und die damit verbundene Verzerrung und Verlängerung der A-Scan Signale durch Korrelation des lokalen (bezüglich der A-Scan Signal- Koordinate z) A-Scan Signals (die Bezeichnung stammt von der analog arbeitenden Ultraschall-Technik) mit einem Korrelationskern, der dem idealen dispersionsbehafteten lokalen Signal entspricht, behoben.
Die Fig. 1 zeigt eine Anordnung des erfindungsgemäßen Verfahrens.
Dort emittiert die Lichtquelle 1 einen kurzkohärenten Lichtstrahl 2. Der Lichtstrahl 2 wird von dem Strahlteiler 3 in Messstrahl 4 und Referenzstrahl 5 geteilt. Der Messstrahl 4 wird von dem Strahlteiler 3 über den Scanningspiegel 6 und die Optik 11 auf das Messobjekt 7 gerichtet. Von dessen optischen Grenzflächen, wie der Corneavorderfläche 8 und der Fundusoberfläche 9 wird der Meßstrahl teilweise zurück remittiert oder reflektiert. Der Referenzstrahl 5 durchsetzt den Strahlteiler 3, trifft auf den Referenzspiegel 10, der auf einem Scanningtisch 15 montiert ist und wird von dem Referenzspiegel zum Strahlteiler 3 zurück reflektiert. Der reflektierte Referenzstrahl wird von dem Strahlteiler 3 auf den Photodetektor 13 gespiegelt und interferiert dort mit dem vom Messobjekt 7 remittierten Strahl.
Bei der Kurzkohärenz-Interferometrie und OCT erfolgt die Signalaufnahme während einer Verschiebung des Referenzspiegels 10. Die Tiefenpositionen lichtremittierender Stellen werden hierbei über die am Photodetektor 13 auftretenden Interferenzen als elektrisches A-Scan Signal AS von einem PC 14 registriert. Diese Interferenzen treten auf, wenn die Weglänge im Referenzstrahl mit einer Toleranz gleich der Kohärenzlänge des Lichts gleich groß ist wie die Weglänge im Messstrahl. Aus dem zeitlichen Abstand dieser Signale und der bekannten Geschwindigkeit der Bewegung des Referenzspiegels 10 erhält man in bekannter Weise die Positionen lichtremittierender Stellen im Messobjekt. Häufig wird dieser Vorgang als "Tiefen-Scan" bezeichnet. Er bildet die Basis für verschiedene Kurzkohärenz-interferometrische Längenmessverfahren und für die sogenannte Optische Kohärenz-Tomographie.
Bei der OCT wird aus den Signalen von benachbart im Objekt ausgeführten Tiefenscans in bekannter Weise ein Bild gewonnen.
Sind IO(z; t) und IR(z; t) die Intensitäten von Objektlicht und Referenzlicht, so ist die bei einem Tiefenscan von einer lichtremittierenden Stelle in der Tiefe z0 im Objekt am Interferometer-Ausgang erzeugte Intensität durch das Interferenzgesetz gegeben:
z ist die Position des Referenzspiegels, z0 die Position der lichtremittierenden Stelle. Der dritte Summand rechts heißt Interferenzterm, weil in diesem das Interferenzphänomen zum Ausdruck kommt. Ihm entspricht das nachfolgend als (optisches) A-Scan Signal bezeichnete Signal. g(z-z0) ist der komplexe Kohärenzgrad, der mit der Kohärenzlänge verknüpft ist (siehe das Lehrbuch M. Born und E. Wolf: Principles of Optics, Cambridge University Press 1998).
Wie man den bisher ausgeführten Zusammenhängen unschwer entnehmen kann, ist die Auflösung, mit der die Tiefenposition einer lichtremittierenden Stelle im Objekt lokalisiert werden kann, etwa die Größe der Kohärenzlänge des benutzten Lichtes. Lehrbüchern der physikalischen Optik (beispielsweise das Lehrbuch von Born und Wolf) kann man entnehmen, dass diese Kohärenzlänge von der Größe
ist, wobei hier λ0 die mittlere Wellenlänge des benutzten Lichts ist und Δλ seine Wellenlängen-Bandbreite. Die zeitliche Länge dieser Größe,
heißt Kohärenzzeit.
Die Auflösung in der Kurzkohärenz-Interferometrie und OCT wird durch Dispersion im Messobjekt verschlechtert. Je größer die Bandbreite der verwendeten Strahlung, desto größer ist dieser Einfluß. Das führt beispielsweise dazu, dass man am Augenfundus auch bei noch so kurzer Kohärenzlänge der verwendeten Strahlung keine Auflösung besser als etwa 20 µm bekommen kann. Man muß daher die Dispersion dadurch kompensieren, dass man im Referenzarm des Interferometers eine gleiche Dispersion (sogenannte Dispersions-Balance) realisiert, beispielsweise indem man dort einen optischen Weg durch einen transparenten Körper derselben Länge und derselben Dispersion wie im Messstrahl realisiert. Da man jedoch im Messstrahl unterschiedliche Objekte hat und die Messstelle an unterschiedlichen Tiefen liegen kann, ist es oft schwierig wenn nicht unmöglich, eine entsprechende kompensierende optische Wegstrecke im Messstrahl zu realisieren.
Es ist daher eine Aufgabe der Erfindung, die Dispersion in einem Kurzkohärenz- oder einem OCT-Interferometer zu kompensieren, ohne im Referenzstrahlengang kompensierende optische Wegstrecken oder nur solche mit fester Länge einzurichten. Dies wird durch nachträgliche rechnerische Kompensation der Dispersion am A-Scan Signal erreicht.
Erfindungsgemäß wird hierzu das Interferometersignal AS(z) jeweils mit einem Korrelationskern K(z-z0) rechnerisch korreliert, der entlang der z-Achse jeweils einem Interferometersignal einer einzigen in z-Richtung punktförmigen (mathematisch als Deltafunktion δ(z-z0) ausdrückbar) lichtremittierenden Stelle mit derselben Dispersion entspricht.
Die genaue Form dieses Korrelationskerns K(z-z0) ist der Interferenzterm g(z-z0) der Gleichung 1. Man erhält K(z-z0) in Abhängigkeit von z-z0 folgend: Zunächst erhält man nach den Regeln der Kohärenzoptik die Kohärenzfunktion g(z-z0) als Fouriertransformierte des normierten Wellenlängen-Spektrums. Dies ist der auf Betrag 1 normierte Interferenzterm. Dieser Interferenzterm wird entsprechend der unterschiedlichen Dispersion für unterschiedliche Objekttiefen z modifiziert. Zur Berücksichtigung der Dispersion 2. Ordnung wird der so erhaltene Interferferenzterm einer Fouriertransformation unterzogen. Die Fourierkomponenten des Interferenzterms erhalten eine zum Quadrat der Länge im dispergierenden Objekt proportionale zusätzliche Phasendifferenz. Im einzelnen kann man hierzu folgend vorgehen:
1. Durch Verwendung theoretischer Formeln. Als erstes wird der Anfangs- Korrelationskern für Dispersion 2. und höherer Ordnung gleich Null bestimmt. Er entspricht dem Interferometersignal bei Dispersions-Balance oder auch einem Lichtimpuls mit dem Ausgangs-Spektrum der Lichtquelle. In vielen Fällen kann man eine Gaussische Form annehmen:
Für die Berechnung der dispergierten Form des Korrelationskerns kann man den im Lehrbuch von Ghatak und Thyagarajan: Introduction to Fiber Optics, Cambrideg University Press, 1998, angegebenen Ausdruck benutzen. Dieser lautet:
Mit
ist die Dispersion 2. Ordnung; τ0 ist die Kohärenzzeit des nicht dispergierten Lichts. Im einzelenen kann man hier folgend vorgehen:
Theoretisch-rechnerische Bestimmung des räumlich varianten Korrelationskerns aus Daten der Lichtquelle und des dispergierenden Mediums: Diese Berechnung basiert darauf, daß ein dispergierendes Objekt in einem Interferometer auf einen Lichtimpuls dieselbe Wirkung zeigt, wie auf den Interferenzterm dieses Lichtimpulses. Angenommen wird eine Gaussische Einhüllende der Kohärenzfunktion bzw. Gaussische Form des Spektrum, was bei vielen teilkohärenten Lichtquellen näherungsweise der Fall ist. Das Verfahren ist - wie Interferenz allgemein - nicht sehr von der Form der Einhüllenden abhängig.
1. Ausgangsdaten (in SI-Einheiten):
Um einen Vergleich mit anderen erfindungsgemäßen Bestimmungsverfahren für Korrelationskerne zu ermöglichen, berechnen wir hier den Korrelationskern an hand des dispergierten Signals nach einem Mikroskop-Deckglas:
2. Berechnung der Signalform der Anfangswelle (= Ausgangswelle aus der Lichtquelle) nach Ghatak/Thyagarajan, Introduction to Fiber Optics, Gleichungen 6.36 & 6.37:
Das Diagramm zeigt die (in der diskreten Fouriertransformation übliche) gespiegelte Form der Anfangswelle. Diese entspricht dem Interferenzterm ohne Dispersion.
Dies ist die experimentell gewonnene Anfangswelle; sie entspricht einem Interferenzterm mit dieser Welle.
3. Dispergierte Welle nach der Strecke z:
Hier ist die durch Dispersion verlängerte Welle (in gespiegelter Form) dargestellt. Man erkennt die größere Länge leicht durch Abzählen der Perioden und Vergleich mit der Anfangswelle. Die Dispersion ist durch die quadratische Tiefenabhängigkeit durch (k.Zeit)2 berücksichtigt worden.
4. Dispergierte Wellen entspiegelt ergibt den räumlich varianten Korrelationskern; hier berechnet für die Rückseite des Mikroskop-Deckglases
Diese dispergierte Welle (= Korrelationskern) entspricht - bis auf die Einhüllende - sehr genau dem empirisch gewonnenen dispergierten Interferenzterm von Licht, an der Rückseite des Mikroskop-Deckglases reflektiert, siehe das nächste Beispiel.
2. Man kann auch halbempirisch vorgehen und ein theoretisches Modell des Anfangs- Korrelationskerns benutzen und die vorliegende Dispersion mit Hilfe eines experimentell registrierten dispergierten Interferenzterms modellieren.
Halbempirische Bestimmung des räumlich varianten Korrelationskerns aus einem theoretischen Ausgangssignal ohne Dispersion durch Anpassung an das dispergierte experimentelle Signal.
1. Erfassung des A-Scan Signals. Dieser Programmteil dient hier nur dazu, das in experimentellen Messungen stückweise ermittelte Signal darzustellen. Bei kontinuierlich erfolgender Aufzeichnung eines A-Scan Signals erhält man direkt ein Signal, wie es am Ende dieses Abschnitts als "A-Scan" dargestellt ist.
Diese Bilder sind experimentell dispergierte (rechts) und nicht dispergierte (links) Teilsignale eines A-Scans.
L: = length(V) + length(H) = 9.2 × 103; j: = 0. . L - 1.
VVkV: = Vlength(V)-kV-1 length(VV) = 3.3 × 103; HHkH: = Hlength(H)-kH-1 length(HH) = 5.9 × 103.
Hier wurden die zwei Teilsignale in die richtige Orientierung gebracht.
L: = length(V) + length(H) L = 9.2 × 103; jj: = 0. . L-1.
Dies ist das experimentelle A-Scan Signal; links ohne Dispersion, rechts mit Dispersion.
2. Hilberttransformation: In diesem Programmteil wird - nach Born & Wolf § 10.2 - aus dem reellen A-Scan Signal ein komplexes "analytisches" Signal S berechnet, welches die Verwendung trigonometrischer Beziehungen vermeiden hilft und dadurch die nachfolgenden Berechnungen wesentlich vereinfacht.
Dies ist ein Kontroll-Plot des A-Scan Signals, der zeigt, daß der Realteil des komplexen analytischen Signals gleich dem experimentellen A-Scan Signal ist.
3. Reduziertes Signal: In diesem Programmteil wird zur Reduktion der Datenmenge jeder 10-te Meßwert für die weitere Berechnung ausgewählt. Dies verkürzt hier lediglich die Rechenzeit, könnte aber auch unterlassen werden.
Dies ist ein weiterer Kontroll-Plot, der zeigt, daß das reduzierte Signal das original A-Scan Signal richtig wieder gibt.
4. Berechnung des synthetischen räumlich varianten Korrelationskerns:
Die Parameter Am und Bm bestimmen Amplitude und Frequenz des Ausgangssignals. Die 190 ist die Position der Mitte des theoretischen Ausgangssignals y.
Dies ist ein halbempirisches Modell des Anfangssignals und liefert lediglich die Basis für den zu gewinnenden Korrelationskern.
5. Korrelationskernbasis = Ausschnitt aus y:
k: = 0. . LK-1; RKk: = 0.01.yk+130 IK: = hilbert(RK)SKk: = RKk + i.IKk
6. Dispersions-Bezugssignal:
Dies ist der Realteil des dipergierten Interferenzterms Bezk: = Re(Sredk+540)
7. Korrelationskern-Spektrum an der Hinterfläche:
FK: = cfft(SK)
8. Synthetischer Korrelationskern:
a bestimmt die Größe der Dispersion 2. Ordnung und ist damit von der Position im A-Scan abhängig. a wird hier durch Vergleich mit dem experimentellen Signal (Bez) durch Probieren erhalten. Man beginnt mit kleinen Werten um Null und paßt den Chirp (= Periodenlängenänderung) des synthetischen Korrelationskerns an den Chirp des experimentellen Signals an. Die 44.01 und c.a dienen zum Zentrieren des Korrelationskerns im Korrelationsfenster und bei verschiedenen a-Werten. Der Wert von a ist von der Objekttiefe abhängig. Für ein Deckglas mit 140○m Dicke aus BK7 und einer gefilterten Hg-Hochdrucklampe als Lichtquelle beträgt a = 10.41. Zwischenwerte von a in BK7 können interpoliert werden, der Dicke Null entspricht a = 0. Größere BK7 Dicken können linear extrapoliert werden.
Dieser Kontroll-Plot zeigt die Übereinstimmung des synthetischen Korrelationskerns (Kor) mit dem experimentell erhaltenen Bezugssignal (Bez).
3. Experimenteller Weg.
Schließlich kann man auch voll empirisch vorgehen und als Anfangs- Korrelationskern das numerische A-Scan Interferometersignal benutzen, welches man von einer ersten Grenzfläche eines Objekts oder eines in Strahlengang normal zum Messstrahl gerichteten Spiegels erhält. Die Fourierkomponenten dieses Signals erfahren im dispergierenden Medium durch die Dispersion 2. Ordnung eine quadratisch von der Fourierkoordinate abhängige zusätzliche Phase. Diese zusätzliche Phase kann in der numerische berechneten Fourier-Transformierten des A-Scan Interferometersignals beigefügt werden. Dieser Weg wurde bei dem untenstehenden gewählt; siehe die dortigen Erläuterungen. Dieses Verfahren hat gegenüber der oben beschriebenen Verwendung theoretischer Formeln den Vorteil, dass man weder die Kohärenzzeit des Emissionsspektrums noch dessen Form zu kennen braucht.
Zuvor soll noch das numerische Korrelationsverfahren erläutert werden:
Die numerische Korrelation kann per PC ausgeführt werden und zwar erstens mit Hilfe der reellen Intensitätswerte von Interferometersignal IS(z) und Korrelationskern K(z-z0). Diese Korrelation hat dann die Form:
mit I und K als Mittelwerte von I und K; m entspricht z-z0 in K(z-z0).
Alternativ kann man zweitens aus Interferometersignal IS(z) und Korrelationskern K(z-z0) die zugehörigen komplexen Größen und mit Hilfe der Hilbert Transformation bilden und die Einhüllende der Korrelation mit dem Produkt
gewinnen, wobei * der konjugiert komplexe Korrelationskern ist.
Beispiel zur erfindungsgemäßen Dispersionskompensation des A-Scan Signals an einem Objekt aus BK7 mit zwei Grenzflächen im Abstand von 142 Mikrometern mit einem experimentell ermittelten Korrelationskern
1. Erfassung des A-Scan Signals. Dieser 1. Programmteil dient hier nur dazu, das in den ersten Messung etwas umständlich und stückweise experimentell ermittelte Signal darzustellen. Bei kontinuierlich erfolgender Aufzeichnung eines A-Scan Signals erhält man ein Signal, wie es am Ende dieses Abschnitts als "AScan" dargestellt ist.
Dies sind ein dispersionsfreies (links) und ein dispergiertes (rechts) A-Scan Signal von einer Glasplatte, experimentell gewonnen.
Die obigen A-Scan Signale waren seitenverkehrt aufgenommen worden; das wurde hier korrigiert.
Dies ist das experimentelle A-Scan Signal zur Demonstration des erfindungsgemäßen Verfahrens.
2. Hilberttransformation: in diesem Programmteil wird - nach Born & Wolf § 10.2 - aus dem reellen A-Scan Signal ein komplexes "analytisches" Signal S berechnet, welches die Verwendung trigonometrischer Beziehungen vermeiden hilft und dadurch die nachfolgenden Berechnungen wesentlich vereinfacht.
Dieser Plot zeigt, daß der Realteil des komplexen Signals mit dem obigen A-Scan Signa übereinstimmt.
3. Reduziertes Signal: In diesem Programmteil wird zur Reduktion der experimentellen Datenmenge jeder 10-te Meßwert für die weitere Berechnung ausgewählt.
Dieser Plot zeigt, daß der Realteil des reduzierten Signals mit dem A-Scan Signal übereinstimmt.
4. Bezugssignal: Ein markanter A-Scan Reflex mit bekannter Dispersion - hier ohne Dispersion - weil an der Eintrittsstelle in das dispergierende Objekt entstanden, wird zur Modellierung des Korrelationsterms benutzt. Zur Vereinfachung wird hier weiters nur jeder zehnte Meßwert benutzt (Bred), was die Rechenzeit verkürzt; man könnte auch jeden Meßwert nehmen.
5. Reduziertes Bezugssignal:
Bred ist das zur Kerngewinnung unten benutzte Bezugssignal.
6. Korrelationskernbasis = Ausschnitt aus Bred: Zur eigentlichen Modellierung des Korrelationskerns wird nur das Signal im engeren Sinne benutzt, hier der Teil von V = 130 bis V = 250.
LK: = 120; k: = 0. . LK - 1; RKk: = Bredk+130; IK: = hilbert(RK); SKk: = RKk + i.IKk.
7. FT: Von der Korrelationskernbasis SK wird erfindungsgemäß die Fourier-Transformierte gebildet. Als Korrelationskernbasis wird hier das zur Modellierung des Korrelationskerns benutzte Teilsignal bezeichnet.
FK: = cff(SK).
8. Dispersions-Bezugssignal: Zum Vergleich mit dem modellierten Korrelationskern wird erfindungsgemäß unten (in der Abbildung) ein dispergierter A-Scan Reflex benutzt:
Bezk: = Re(Sredk+540).
9. Korrelationskern-Spektrum: Das nicht dispergierte A-Scan Signal wird hier erfindungsgemäß mit einem von der A-Scan Koordinate (Index k) quadratisch abhängigen Phasenterm versehen. Dieser modelliert die Dispersion 2. Ordnung. a ist eine vom Korrelationsort abhängige Größe. Man gewinnt sie hier empirisch, das heißt man beginnt mit a = 1, vergleicht den so erhaltenen Korrelationskern mit dem dispergierten Signal Bez und verändert a bis Übereinstimmung mit Bez besteht, wie in dem unten bei 10. stehenden Plot zu sehen. c und die 44 sorgen für die richtige Phasenlage des Korrelationskerns im Korrelationsfenster
10. Korrelationskern: durch Fourier-Rücktransformation wird erfindungsgemäß der Korrelationskern gewonnen.
Dies ist der räumlich variante Korrelationskern. Die räumliche Abhängigkeit ist durch a ausgedrückt. Für eine Tiefe von 140Om in BK7 hat a hier den Wert 10.5. Zwischenwerte können durch Interpolation erhalten werden, wobei einer Tiefe Null im Glas der Wert a = 0 entspricht. Werte für größere Tiefen in Glas ergeben sich durch entsprechende lineare Extrapolation. Die Abbildung demonstriert die gute Übereinstimmung (zur Demonstration mit Hilfe der Phase übereinander auf Lücke abgebildet) des modellierten Korrelationskerns (Kor) mit dem dispergierten experimentellen A-Scan Signal (Bez).
Dieser Plot zeigt die empirisch durch Verändern von a und c gewonnene Übereinstimmung des Realteils des Korrelationskerns Kor mit dem Bezugssignal Bez.
11. Korrelation. Die Korrelation wird durch das Produkt (SMS.SKor =) komplexes A-Scan-Signal mal dem sich entlang der A-Scan Achse verändernden, also räumlich varianten Korrelationskern gebildet. Man kann den Realteil, den Betrag, das Betragsquadrat (hier) oder eine andere von dem Produkt (SMS.SKor) abgeleitete Größe zur Darstellung des A-Scan Signals benutzen.
Erfindungsgemäß kann man hier auch die durch Dispersion verminderte Amplitude der A-Scan Signale dadurch verstärken, daß man den Korrelationskern mit einer von der A-Scan Koordinate (K) abhängigen Größe multipliziert (K läßt sich aus dem Plot des Korrelationssignals SM ablesen; je schwächer die Signale bei hohen K-Werten sind, desto größer muß man den Exponenten von K wählen) der optimale Wert liegt im vorliegenden Beispiel bei etwa K hoch 0,8); der optimale Wert hängt von der Güte des Korrelationskerns ab und von der Fenstergröße. Man kann diesen Wert auch objektabhängig gestalten, beispielsweise bei stark streuenden Objekten größer wählen.
Dies ist das Programm, welches die Korrelation berechnet: in der 5. Zeile von oben steht das Korrelationskernspektrum mit den experimentell gewonnenen Fourierkoeffizienten FK des Ausgangskerns und dem quadratisch von j abhängigen Phasenterm, der die Dispersion berücksichtigt. In der folgenden Zeile erfolgt die Fourier-Rücktransformation (icfft), dann werden 120 Elemente lange Submatritzen für die Korrelationsberechnung in der letzten Programmzeile gebildet.
Dieser Plot zeigt, daß die Halbwertsbreite des dispergierten Signals (rechtes Signal; kontinuierlicher Linie) durch die Dispersionskompensation mehr als halbiert worden(rechtes Signal; gestrichelte Linie) Der Shift der Korrelationsfunktion nach links ist die Fensterbreite; man könnte diesen Shift leicht eliminieren. Hier macht er das Bil übersichtlicher.

Claims (4)

1. Verfahren und/oder Anordnung zur Kompensation der Dispersion in Signalen von Kurzkohärenz- und/oder OCT-Interferometern, dadurch gekennzeichnet, dass die Auswirkung der Dispersion durch nachträgliche Kompensation eliminiert wird, indem das Interferometersignal mit einem räumlich varianten Korrelationskern korreliert wird, der entlang der Meßachse in z-Richtung jeweils einem Interferometersignal einer einzigen in z-Richtung punktförmigen lichtremittierenden Stelle mit derselben Dispersion entspricht.
2. Verfahren und/oder Anordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass der räumlich variante Korrelationskern aus experimentell gemessenen Interferogrammen ermittelt wird.
3. Verfahren und/oder Anordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass der räumlich variante Korrelationskern mit Hilfe theoretischer Formeln aus Lehrbüchern wie Ghatak & Thyagarajan: Introduction to Fiber Optics, ermittelt wird.
4. Verfahren und/oder Anordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass der räumlich variante Korrelationskern aus einem theoretischen oder experimentellen Anfangssignal durch Vergleich mit dem gemessenen dispergierten Interferenzterm ermittelt wird.
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