rozprawa doktorska - Wydział Fizyki, Astronomii i Informatyki ...

WYDZIAŁ FIZYKI, ASTRONOMIIIINFORMATYKI STOSOWANEJUNIWERSYTETU MIKOŁAJA KOPERNIKAKarol KarnowskiULTRASZYBKA TOMOGRAFIA OPTYCZNAZ UŻYCIEM LASERÓW STROJONYCHPraca doktorska napisana pod kierunkiem:dra hab. Macieja Wojtkowskiego, prof. UMKTORUŃ 20121

Pragnę podziękować rodzicom i bliskim za okazane wsparcie, zrozumienie i motywacjędo ciężkiej pracy.Mojemu promotorowi, prof. Maciejowi Wojtkowskiemu chciałbym podziękować zapoświęcony czas, dzielenie się doświadczeniem eksperymentatora oraz cenne dyskusje iuwagi podczas pisania niniejszej pracy.Osobne podziękowania kieruję do prof. Andrzeja Kowalczyka, za okazane wsparcie iwiele pouczających rozmów oraz do prof. Piotra Targowskiego za chęć do dzielenia sięwiedzą i doświadczeniem.Szczególne podziękowania dla byłych i obecnych członków Zespołu Fizyki Medycznejoraz Zespołu Optycznego Obrazowania Biomedycznego, z którymi miałem przyjemnośćwspółpracować, za wspaniałą atmosferę i wiele cudownych, wspólnie spędzonychchwil. W tym miejscu szczególne podziękowania dla dr Michaliny Góra za długoletniąowocną współpracę.Autor dziękuje Ministerstwu Nauki i Szkolnictwa Wyższego za wsparcie finansowe wpostaci grantu promotorskiego (N N202 482039) oraz Urzędowi MarszałkowskiemuWojewództwa Kujawsko-Pomorskiego za wsparcie finansowe uzyskane w ramachprojektów „Stypendium dla doktorantów ZPORR 2008-2009” i „Krok w Przyszłość –stypendia dla doktorantów III i IV edycja”..2

Spis treści1. WSTĘP ............................................................................................................................... 52. TEORIA .......................................................................................................................... 122.1. FOURIEROWSKA TOMOGRAFIA OPTYCZNA ................................................................................. 122.1.1. SYGNAŁ INTERFERENCYJNY W FOURIEROWSKIEJ TOMOGRAFII OPTYCZNEJ........................... 142.1.2. CZUŁOŚĆ I ZAKRES DYNAMICZNY FOURIEROWSKICH METOD OCT ....................................... 202.1.3. DETEKCJA RÓŻNICOWA......................................................................................................... 232.1.4. UŻYTECZNY ZAKRES OBRAZOWANIA .................................................................................... 302.1.5. SZYBKOŚĆ OBRAZOWANIA.................................................................................................... 342.1.6. NIEPOŻĄDANE EFEKTY WPŁYWAJĄCE NA SYGNAŁ OCT ....................................................... 362.2. WYBÓR ŹRÓDŁA ŚWIATŁA ........................................................................................................... 402.2.1. ŹRÓDŁO ŚWIATŁA A ROZDZIELCZOŚĆ OSIOWA I POPRZECZNA ............................................... 412.2.2. ŹRÓDŁO ŚWIATŁA A ZAKRES OBRAZOWANIA ........................................................................ 432.3. ŚWIATŁOWODOWY LASER STROJONY NA ŹRÓDLE ASE ............................................................. 452.3.1. PÓŁPRZEWODNIKOWY WZMACNIACZ OPTYCZNY .................................................................. 462.3.2. FILTR FABRY-PEROTA .......................................................................................................... 492.3.3. ROLA IZOLATORA OPTYCZNEGO ........................................................................................... 522.3.4. ŚWIATŁOWODOWA PĘTLA OPÓŹNIAJĄCA .............................................................................. 522.3.5. LASER STROJONY ZE ŚWIATŁOWODOWĄ WNĘKĄ PIERŚCIENIOWĄ ......................................... 542.3.6. LASER STROJONY Z SYNCHRONIZACJĄ MODÓW WNĘKI ......................................................... 573. UKŁAD EKSPERYMENTALNY ............................................................................. 593.1. LASER STROJONY Z SYNCHRONIZACJĄ MODÓW WNĘKI ............................................................. 593.1.1. ROLA PÓŁPRZEWODNIKOWEGO WZMACNIACZA OPTYCZNEGO .............................................. 593.1.2. FILTR FABRY-PEROTA Z SZEROKIM ODSTĘPEM MIĘDZYMODOWYM ...................................... 613.1.3. ŚWIATŁOWODOWA PĘTLA OPÓŹNIAJĄCA .............................................................................. 673.1.4. TESTOWANE KONFIGURACJE WNĘKI REZONANSOWEJ ........................................................... 683.1.5. WIDMO OPTYCZNE LASERA ................................................................................................... 713.1.6. PRĄD PROGOWY LASERA ...................................................................................................... 743.1.7. ODSTROJENIE OD CZĘSTOTLIWOŚCI REZONANSOWEJ WNĘKI ................................................. 753.1.8. SZEROKOŚĆ CHWILOWEJ LINII LASERA ................................................................................. 773

3.2. TOMOGRAF SSOCT...................................................................................................................... 823.2.1. INTERFEROMETR GŁÓWNY .................................................................................................... 823.2.2. INTERFEROMETR KALIBRACYJNY .......................................................................................... 853.2.3. UKŁAD REJESTRACJI PRĄŻKÓW INTERFERENCYJNYCH .......................................................... 874. ULTRASZYBKA TOMOGRAFIA SSOCT W OBRAZOWANIU OKA ....... 884.1. ULTRASZYBKIE POMIARY Z DOPASOWANIEM TRYBU OBRAZOWANIA ....................................... 884.2. ANALIZA ILOŚCIOWA GEOMETRII ROGÓWKI .............................................................................. 934.3. DYNAMICZNE OBRAZOWANIE WYMUSZONYCH ODKSZTAŁCEŃ ROGÓWKI ................................ 985. PODSUMOWANIE .................................................................................................... 1046. DODATEK A ............................................................................................................... 1067. DODATEK B ................................................................................................................ 1078. DODATEK C ............................................................................................................... 1089. DODATEK D ............................................................................................................... 11810. BIBLIOGRAFIA ..................................................................................................... 12011. CURRICULUM VITAE AUTORA ROZPRAWY ......................................... 1284

typowe rozdzielczości odpowiednio rzędu 300 μm oraz 1 mm. Poprawa rozdzielczościtomografii komputerowej możliwa jest po przystosowaniu układu do pomiarumniejszych obiektów jak np. drobne zwierzęta [3] (nawet poniżej 50 μm). Specjalnieskonstruowana sonda układu MRI pozwala uzyskać rozdzielczość równą 1 μm [4]– niestety tylko dla mierzonego obszaru odpowiadającego sześcianowi o boku 75 μm.Rys. 1. 1 Zestawienie najpopularniejszych metod obrazowania biomedycznego.W ultrasonografii wartości uzyskanej rozdzielczości oraz zakresu obrazowaniawynikają z częstotliwości pracy użytego przetwornika [5]. Wyższe częstotliwościzapewniają lepszą rozdzielczość [6], ale są bardziej pochłaniane przez tkankę niż niższeczęstotliwości 1 .Ważne miejsce pośród współcześnie stosowanych metod obrazowaniabiomedycznego zajmują metody optyczne: mikroskopia konfokalna, metodyfluorescencyjne, endoskopia oraz tomografia optyczna. Używają one niejonizującegoi bezpiecznego dla zastosowań biomedycznych promieniowania. Mikroskopiakonfokalna, poprzez zastosowanie przesłony w układzie detekcji ogranicza się tylko doświatła powracającego z płaszczyzny ogniskowej, co pozwala wyeliminować problemytradycyjnej mikroskopii, w której mierzony sygnał zaburzony jest promieniowaniempochodzącym spoza płaszczyzny ogniskowej [7]. Wyróżnienie cienkiej warstwy zobiektu oraz zapewnienie dużej rozdzielczości poprzecznej wymaga użycia obiektywówo dużej aperturze numerycznej, a to z kolei ogranicza zastosowanie metody tylko dowarstw przypowierzchniowych ze względu na konieczność umieszczenia badanego1 Dla 10 mm wody tłumienie wyniesie 7 dB dla 40 MHz oraz 28 dB dla 80 MHz6

obiektu bardzo blisko obiektywu [8]. Metodą pozwalającą na obrazowanie w głąbpróbki z wysoką rozdzielczością osiową 2 jest rozwinięcie mikroskopii konfokalnejznane w literaturze jako OCT – tomografia optycznaz użyciem światła częściowo spójnego (OCT – ang. Optical Coherence Tomography).Tomografia optyczna OCT jest metodą analogiczną do ultrasonografii. Różnice międzyprędkością rozchodzenia się dźwięku a prędkością rozchodzenia się światła powodują,że obie metody używają znacząco różniących się technik pomiarowych. Duża prędkośćświatła uniemożliwia pomiar echa dla fal świetlnych, dlatego w tomografii optycznejużywa się metod interferometrycznych, co z kolei pozwala osiągać poziom detekcjiograniczony jedynie szumem śrutowym [9]. W dalszych rozważaniach skupimy się nametodzie tomografii optycznej OCT.Jak wspomniano wcześniej jednym z czynników wpływających na przydatnośćstosowanej metody obrazowania jest szybkość obrazowania. Jest to parametrszczególnie istotny w przypadku pomiarów in vivo. Tomografia optyczna OCT jestszeroko stosowana w okulistyce do obrazowania gałki oka ludzkiego. W pomiarachokulistycznych skrócenie czasu pomiaru poprawia komfort pacjentów, z których sporągrupę stanowią osoby w zaawansowanym wieku. Dodatkowo możliwe staje sięzminimalizowanie niepożądanych efektów wywołanych np. mimowolnymi ruchamigałki ocznej. Ich obecność na obrazie tomograficznym utrudnia wiarygodną analizęobserwowanej struktury. Zwiększenie szybkości pomiaru umożliwia także obrazowaniez dużą gęstością punktów pomiarowych, zapewniając w efekcie dokładniejszeodwzorowanie struktury trójwymiarowej 3 dla dużych poprzecznych wymiarów próbki.Po raz pierwszy tomografię optyczną z użyciem światła częściowo spójnegozaprezentowała w 1991 roku grupa prof. Fujimoto z MIT [10]. Technika nazwanahistorycznie „metodą czasową” (Time domain OCT – Td OCT) wymagała ruchuzwierciadła referencyjnego w układzie interferometru Michelsona do uzyskania jednejlinii tomogramu (A-scan). Zaprezentowane przekroje in vitro siatkówki oka ludzkiegoi tętnicy wieńcowej zarejestrowane były z szybkością 2 linii tomogramu na sekundę[10]. Kolejne lata przyniosły rozwój tejże metody czasowej. Szybkość skanowania2 W układach tomografów OCT uzyskuje się rozdzielczości osiowe w zakresie 1-15 μm z zależności odużytego źródła światła. Dyskusja wpływu źródła światła na układ tomografu optycznego przedstawionazostała w rozdziale 2.2]3 Duża gęstość punktów pomiarowych zwiększa dokładność map topograficznych przedniego odcinka.Większa prędkości pomiaru pozwala na stosowanie efektywniejszych protokołów skanowania.7

pojedynczej linii zwiększono do 130 Hz stosując w ramieniu referencyjnym układskanujący wykorzystujący retroreflektor [11], a następnie do 1200 Hz stosując skanerrezonansowy pracujący z dużą częstotliwością [12]. W 1997 roku dzięki zastosowaniumetody znanej z pomiarów impulsów femtosekundowych (fazowo kontrolowana liniaopóźniająca z siatką dyfrakcyjną) uzyskano 4000 linii/s [13]. Przełomem, nie tylkoz punktu widzenia szybkości obrazowania, ale także poprawy czułości metody, byłaopublikowana w 2003 roku praca grupy z Uniwersytetu Mikołaja Kopernika w Toruniupokazująca korzyści z alternatywnego sposobu detekcji w dziedzinie Fourierowskiej.W pracy tej wykorzystano układ z użyciem spektrometru jako detektora. Umożliwiło toobrazowanie in vivo siatkówki z bardzo krótkimi czasami akwizycji pojedynczej linii(15 000 linii/s) [14].Spośród metod fourierowskiej OCT (ang. fourier domain Optical CoherenceTomography) możemy wyróżnić: spektralną tomografię optyczną [15-17] (sdOCT ang.spectral domain Optical Coherence Tomography) oraz tomografię optyczną z użyciemlaserów strojonych [18-24] (ssOCT ang. swept source Optical Coherence Tomography,używa się także nazwy OFDI ang. Optical Frequency Domain Interferometry).W kolejnych latach w raz z rozwojem technologii kamer CCD demonstrowano corazszybsze układy spektralnej tomografii optycznej (do 50 000 w 2007 roku). W roku 2008zademonstrowano układ pracujący z kamerą CMOS, który w odróżnieniu od kamerCCD pozwalał na zwiększenie prędkości akwizycji poprzez zmniejszenie liczbyaktywnych pikseli kamery (do 310 000 linii/s przy 576 aktywnych pikselach kameryCMOS) [17]. W roku następnym zademonstrowano układ z kamerą CMOS doobrazowania przedniego odcinka oka [25]. Jednak metoda polegająca na zmniejszeniuilości pikseli przypadających na jedną linię tomogramu ma silne ograniczenia - będziewpływać na zmniejszenie zakresu obrazowania lub pogorszenie rozdzielczości osiowej.Druga z wymienionych metod fourierowskiej – swept source OCT - polega nazastosowaniu laserów strojonych jako źródeł światła w tomografie optycznym [19].Laser taki generuje promieniowanie o zmieniającej się cyklicznie w czasie długości fali.Sygnały analogiczne jak dla spektralnego OCT uzyskuje się stosując w układziedetekcji standardowy moduł fotodiody oraz kartę akwizycji danych. Tę właśnie metodępostanowiono rozwinąć w ramach niniejszej pracy doktorskiej.8

Motywacją do przeprowadzenia opisanych w niniejszej rozprawie badań byłoopracowanie nowej metody obrazowania przedniego odcinka oka, które wymagaspełnienia szeregu wymagań:a) przede wszystkim rozmiary przedniego odcinka oka są duże w porównaniuz najczęściej obrazowanymi za pomocą OCT obszarami siatkówki (Rys. 1. 2). Dużagęstość punktów pomiarowych jest niezbędna do dokładnego odtworzenia kształturogówki. Poza tym czas pomiaru powinien być na tyle krótki, aby zminimalizowaćwpływ niepożądanych efektów powodowanych przez mimowolny ruch gałki ocznejw trakcie pomiaru,b) obrazowane struktury przedniego odcinka oka mają zróżnicowane właściwościoptyczne - do prawie przeźroczystej rogówki do silnie rozpraszających tęczówki itwardówki,c) właściwości optyczne tkanek niektórych fragmentów przedniego odcinka - jak kąttęczówkowo - twardówkowy (kąt przesączania) – utrudniają obrazowanie (zwiększonerozpraszanie).Rys. 1. 2 Najczęściej obrazowanymi strukturami oka ludzkiego są przednia komora oka (zielonyprostokąt) oraz dwa szczególne miejsca siatkówki: plamka żółta oraz tarcza nerwu wzrokowego.W tabelach przedstawiono typowe zakresy obrazowania 3D dla wspomnianych obszarów oka.Aby spełnić przedstawione wymagania należy zrozumieć ograniczenia fizycznestosowanych metod i zaproponować nową metodę, która umożliwi:a) zwiększenie szybkość pracy tomografu optycznego OCT. Dzięki temu możliwe jestskrócenie czasu pomiaru oraz zwiększenie gęstości punktów pomiarowych, pozwalającna wierne odtworzenie kształtu rogówki. Dodatkowo układ powinien oferowaćodpowiednio duży zakres obrazowania w kierunku wiązki skanującej,b) poprawę czułości obrazowania oraz zakresu dynamicznego,9

c) zwiększone wnikanie wiązki skanującej w tkankę, szczególnie w przypadku kątaprzesączania.W ciągu ostatnich kilku lat najdynamiczniejszy wzrost szybkości obrazowania możnazaobserwować dla tomografów optycznych pracujących z szybko przestrajalnymilaserowymi źródłami światła (Rys. 1. 3) (swept source OCT – ssOCT). Mniej więcejw tym samym roku, w którym osiągnięto rekordową szybkość pomiaru dla metodyczasowej zademonstrowano obrazowanie z częstotliwością 10 Hz dla wspomnianejmetody ssOCT [19].Spośród wielu metod szybkiego przestrajania długości fali największy postęp uzyskanodzięki przestrajalnym, światłowodowym filtrom Fabry-Perota [24]. W konfiguracjiwnęki z dodatkową linią opóźniającą (FDML - Fourier Domain Mode Locking [26])możliwe jest uzyskiwanie częstotliwości powtórzeń na poziomie 390 kHz [27], którawynika z częstotliwości pracy filtra Fabry-Perota. Dzięki zastosowaniu technikipowielania można uzyskać częstotliwości nawet na poziomie kilku megaherców[28, 29]. Stosuje się również rozwiązania polegające na użyciu kilku wiązekskanujących obiekt w celu uzyskania szybkości układu rzędu 20-30 milionów linii/s[30].Rys. 1. 3 Tomografia optyczna OCT z użyciem światła częściowo spójnego– postęp w szybkościobrazowania. Dla poszczególnych lat wybrano najlepszy opublikowany wynik dla: metody czasowej– Time domain OCT (niebieska wstęga), metody fourierowskiej ze spektrometrem – Spectral domainOCT (wstęga zielona) oraz metody fourierowskiej z użyciem laserów strojonych – Swept Source OCT(pomarańczowa wstęga)10

Poza wspomnianymi już względami praktycznymi szybkość obrazowania może byćkluczowym czynnikiem również w przypadkach, gdy poza badaniem struktury obiektuinteresuje nas jego funkcjonowanie (proces akomodacji [25, 31], reakcja źrenicy nabodziec świetlny [32], przepływ krwi w siatkówce [33-35] lub mózgu [36], przepływsygnałów w układzie nerwowym [37]).Hipotezą niniejszej rozprawy jest pytanie: Czy stawiane w obrazowaniu przedniegoodcinka oka wymagania (szybkość, zakres obrazowania, czułość, zakresdynamiczny, zwiększone wnikanie w tkankę) mogą być zrealizowane poprzezzastosowanie szybko przestrajalnych laserów strojonych jako źródła światław tomografii optycznej OCT?Aby odpowiedzieć na powyższe pytanie autor niniejszej rozprawy przeprowadziłteoretyczne analizy ograniczeń fizycznych metod fourierowskich OCT. Zbudowałpierwszy w Polsce, jednocześnie jeden z kilku na świecie, nowatorski układ laserastrojonego z synchronizacją modów wnęki. W celu określenia optymalnych parametrówpracy lasera przebadał różne konfiguracje wnęki lasera, zwracając szczególną uwagę nastawiane w obrazowaniu przedniego odcinka oka wymagania (szybkość pracy,spektralny zakres skanowania, czułość metody). Skonstruował także klasyczne jaki zupełnie nowatorskie układy tomografów optycznych ssOCT. Stworzyłoprogramowanie do synchronizacji lasera strojonego z układem akwizycji,oprogramowanie diagnostyczne, pomiarowe oraz wspomagające proces obróbkinumerycznej zebranych danych. Współtworzył także oprogramowanie do analizyilościowej przedniego odcinka oka. Wyniki badań autora zaowocowały ośmiomapublikacjami (z czego cztery w czasopismach recenzowanych) oraz czternastomawystąpieniami konferencyjnymi (osiem referatów ustnych na konferencjachmiędzynarodowych i dwa na konferencjach o zasięgu krajowym oraz trzy wystąpieniaw formie posteru na konferencjach międzynarodowych). Ponadto na podstawiewstępnych wyników badań zgłoszono wniosek o przyznanie patentu, którego autorniniejszej rozprawy jest współautorem.11

2. TEORIATomografia optyczna OCT z użyciem światła częściowo spójnego jest bezkontaktową,nieinwazyjną metodą obrazowania struktury obiektów częściowo przeźroczystych[10, 38-41]. Jest to technika analogiczna do ultrasonografii [42], w której pomiar „echa”fali akustycznej odbitej od powierzchni pozwala na wyznaczenie położenia tejpowierzchni. Bezpośredni pomiar sygnału „echa” nie jest możliwy dla światła, dlategow tomografii optycznej używa się metod interferometrycznych z użyciem światłaczęściowo spójnego.W celu zastosowania tomografii optycznej OCT do obrazowania przedniego odcinkaoka ludzkiego należy zapewnić układowi tomografu odpowiednie parametry orazfunkcjonalność. Jak wspomniano we wstępie należy zwrócić szczególną uwagę naczułość metody, zakres dynamiczny, czy też zakres obrazowania w trzech wymiarach.Z uwagi na rozmiary przestrzenne badanego obiektu istotne jest też zapewnienie dużejszybkości pomiaru, co pozwoli na obrazowanie trójwymiarowe z dużą gęstościąpunktów pomiarowych w krótkim czasie.W rozdziale tym przedstawiono teoretyczny opis pozwalający na zrozumienie podstawdziałania tomografu optycznego OCT. Skupiono się na metodzie tomografii optycznejz detekcją w dziedzinie częstotliwości optycznych. Wskazano na podobieństwa(tożsame sygnały prążków interferencyjnych) oraz istotne różnice (sposób detekcjisygnału prążków, czułość, zakres dynamiczny, zakres obrazowania) między metodamiz zaznaczeniem, kiedy użycie laserów strojonych pozwala na poprawę lub zwiększeniefunkcjonalności układu. Opisano powstawanie prążków interferencyjnych w typowymukładzie interferometru Michelsona jak i opis dotyczący układu z detekcją różnicową.Przedstawiono ideę działania lasera strojonego oraz elementów składowych wnękilaserowej, zwracając uwagę na najistotniejsze zagadnienia mające bezpośredni wpływna parametry pracy lasera.2.1. FOURIEROWSKA TOMOGRAFIA OPTYCZNAMetody tomografii optycznej z użyciem światła częściowo spójnego w najprostszejkonfiguracji bazują na prostym układzie interferometru Michelsona (Rys. 2. 1)z szerokopasmowym (polichromatycznym) źródłem światła. Amplituda światła12

dzielona przez dzielnik wiązki (kostka światłodzieląca w optyce otwartej Rys. 2. 1a lubsprzęgacz kierunkowy w optyce światłowodowej Rys. 2. 1b), kierujący wiązkę doramion referencyjnego i obiektowego interferometru. Wynik interferencji światłaodbitego/rozproszonego na strukturach badanego obiektu oraz od zwierciadłareferencyjnego rejestrowany jest za pomocą detektora. Pierwszą historycznie metodąbyła tomografia optyczna OCT z detekcją w dziedzinie czasu (ang. time domain OCT).W metodzie tej do rejestracji sygnału używa się fotodiody. Aby uzyskać informacjęo strukturze obiektu należy zmieniać położenie zwierciadła referencyjnego. Gdy różnicadróg optycznych między ramieniem referencyjnym a obiektowym (odpowiadającapołożeniu p-tej warstwy obiektu) jest mniejsza niż droga spójności użytego źródłaświatła obserwuje się oscylacje rejestrowanego sygnału (częstotliwość oscylacji zależyod prędkości ruchu zwierciadła referencyjnego). Zatem zarejestrowany sygnałzmodulowany pojawia się w momencie, gdy zwierciadło referencyjne znajdzie sięw pozycji odpowiadającej położeniu warstw rozpraszających/odbijających badanegoobiektu. Ograniczeniem tej metody jest prędkość pomiaru ograniczona koniecznościąmechanicznego przesunięcia zwierciadła referencyjnego.Kolejną metodą, która rozwinięta została między innymi w Zespole Fizyki Medycznejw Toruniu, jest spektralna tomografia optyczna. W odróżnieniu od metody czasowejzwierciadło referencyjne jest nieruchome, a sygnał interferencyjny rejestruje sięw dziedzinie częstości optycznych za pomocą spektrometru z liniową kamerą CDD lubCMOS (Rys. 2. 1c). Mierzony sygnał ma postać prążków interferencyjnych, którychczęstotliwość odpowiada różnicy dróg optycznych między ramionami interferometru.W trakcie pojedynczego pomiaru rejestruje się przyczynki odpowiadające różnicomdróg optycznych dla każdej warstwy obiektu. Stosując transformację Fouriera możnawyznaczyć wszystkie częstotliwości modulujące mierzony sygnał, co pozwoli naodtworzenie osiowej struktury badanego obiektu.Tożsame sygnały prążków interferencyjnych uzyskuje się w tomografii optycznejz użyciem laserów strojonych. Układ tomografu jest identyczny jak dla metodyspektralnej. Różnice zauważyć można w użytym źródle światła i sposobie detekcjisygnału interferencyjnego (Rys. 2. 1d). W czasie jednego okresu pracy lasera generujeon promieniowanie o długości fali zmieniającej się zgodnie z funkcją sterującą lasera.Rejestrując w czasie sygnał za pomocą zwykłej fotodiody uzyskuje się sygnał prążkówinterferencyjnych tożsamy z prążkami rejestrowanymi w metodzie spektralnej (subtelne13

óżnice jakie pojawiają się ze względu na różne sposoby rejestracji sygnału opisanezostaną w kolejnych rozdziałach). Posługując się analogią, ze względu na sposóbdetekcji sygnału prążków interferencyjnych, można tomografu sOCT nazwać układemrównoległym, zaś tomograf ssOCT szeregowym.Rys. 2. 1 Schematy układów tomografów optycznych: a) interferometr Michelsona z optyką otwartą;b) interferometr Michelsona z optyką światłowodową; c) układ spektralnej tomografii optycznej. Stosujesię szerokopasmowe źródła światła, zaś sygnał interferencyjny rejestruje się w dziedzinie częstościoptycznych za pomocą spektrometru z kamerą CCD; d) tomograf optyczny pracujący z laseremstrojonym. W tym przypadku długość fali generowanego przez laser promieniowania zmienia sięautomatycznie w czasie. Aby zarejestrować sygnał tożsamy z spektralnym tomografemoptycznym wystarczy użyć fotodiody jako detektora.Strzałkami zaznaczono kierunki rozchodzenia się światła w przedstawionych układach.(DW- dzielnik wiązki, SK – światłowodowy sprzęgacz kierunkowy, ZR – zwierciadło referencyjne).2.1.1. SYGNAŁ INTERFERENCYJNY W FOURIEROWSKIEJ TOMOGRAFII OPTYCZNEJAby zrozumieć różnice między spektralną tomografią optyczną, a wersją układu,w której stosuje się lasery strojone, należy w pierwszej kolejności prześledzićpowstawanie sygnału interferencyjnego jednej z możliwych konfiguracji tomografu[43] wykorzystującej interferometr Michelsona.14

Wiązka światła o częściowej spójności czasowej i spójna przestrzennie kierowana jestza pomocą dzielnika wiązki do ramion: referencyjnego i obiektowego interferometru.W ramieniu referencyjnym światło odbija się od zwierciadła, w ramieniu obiektowymzaś rozprasza się na centrach rozpraszających (warstwach) badanego obiektu. Obiewiązki nakładają się po ponownym przejściu przez dzielnik wiązki. Wynik interferencjiobu wiązek rejestrowany jest w czasie za pomocą spektrometru z kamerą CCD dlaukładu spektralnej tomografii optycznej lub za pomocą fotodiody dla układu z laseremstrojonym. Sygnał interferencyjny w postaci prążków interferencyjnych jest tożsamydla obu układów (różnice wynikające ze sposobu detekcji omówione zostanąw kolejnych rozdziałach). W wyniku analizy numerycznej prążków interferencyjnychotrzymuje się jednowymiarowy skan osiowy (A-skan) zawierający informacjeo położeniach centrów rozpraszających wzdłuż biegu wiązki obrazującej (oś Z układu).Za pomocą układu skanerów optycznych przesuwa się wiązkę obrazującąw płaszczyźnie XY, rejestrując prążki interferencyjne dla kolejnych kroków tegoprzesunięcia. Przekroje poprzeczne (B-skany) otrzymuje się analizując prążkiinterferencyjne dla ruchu wiązki wzdłuż osi X. Zbiór B-scanów dla różnych położeńw osi Y pozwala na trójwymiarową wizualizację badanego obiektu. Możliwe sąrównież inne tryby prezentacji struktury badanego obiektu: C-skan (przekrójw płaszczyźnie XY dla wybranych pozycji w osi Z; ), M-skan (zbiór A-skanów wczasie przy braku skanowania wiązką obrazującą).Dla układu tomografu optycznego przedstawionego na Rys. 2. 2, zespoloną wartośćpola, które pada na sprzęgacz kierunkowy od strony źródła światła możemy zapisaćw postaci:(2.1)gdzie A o (k,t) jest amplitudą fali emitowanej przez strojone źródło światła, ω i k sąodpowiednio częstością optyczną i liczbą falową światła w próżni, zaś t oraz z sązmiennymi czasową i przestrzenną.Światło propagując się w układzie ulega podziałowi na sprzęgaczu kierunkowymw stosunku określonym natężeniowym współczynnikiem transmisji β d (0≤ β d ≤1). Częśćtrafia do ramienia referencyjnego, gdzie odbija się od ustawionego w odległości z rzwierciadła o natężeniowym współczynniku odbicia R r (0≤ R r ≤1). Zespoloną wartość15

powracającego z ramienia referencyjnego po kolejnym przejściu przez sprzęgaczw kierunku detektora możemy zapisać:Czynnik 2 w argumencie funkcji wykładniczej wynika z faktu, iż światło w ramieniureferencyjnym dwukrotnie pokonuje drogę z r .(2.2)Rys. 2. 2 Schemat układu tomografu optycznego OCT. W ramieniu obiektowym interferometruMichelsona umieszczono zwierciadło referencyjne, zaś w ramieniu obiektowym próbkę o N warstwachrozpraszających. Przez β d oznaczono współczynnik transmisji sprzęgacza kierunkowego. Przez z roznaczono odległość zwierciadła referencyjnego od końca światłowodu sprzęgacza kierunkowego, aprzez z 1 ..z p odległość centrów/warstw rozpraszających obiektu względem pozycji zwierciadłareferencyjnego.W ramieniu obiektowym umieszczona jest badana próbka z N warstwami/centramirozpraszającymi rozłożonymi wzdłuż osi z. Poszczególne warstwy o natężeniowychwspółczynnikach rozproszenia/odbicia r p położne są w odległości z r +z p od dzielnikawiązki (p=1..N). Wówczas zespolona wartość pola powracającego z ramieniaobiektowego będzie miała postać sumy czynników pochodzących od odbicia lubrozproszenia na poszczególnych warstwach obiektu:(2.3)16

Spójne promieniowanie opisane relacjami (2.2) i (2.3) interferuje za dzielnikiem wiązki.Amplituda światła padającego na detektor jest wynikiem złożenia fal powracającychz ramion referencyjnego i obiektowego. Można ją wyrazić przez widmową gęstośćmocy światła, które pada na detektor:(2.4)gdzie(2.5)jest widmową gęstością mocy światła emitowanego przez źródło światła.Pierwszy człon wyrażenia (2.4) odpowiada natężeniu promieniowania wracającegoz ramion referencyjnego i obiektowego. Człon drugi dotyczy interferencji wzajemnejmiędzy światłem rozproszonym od poszczególnych warstw badanego obiektu. Z punktuwidzenia tomografii optycznej OCT najistotniejsza informacja o strukturze osiowejobiektu zawarta jest w członie trzecim opisującym interferencję światła rozproszonegona obiekcie ze światłem odbitym od zwierciadła referencyjnego.W wyrażeniu (2.4) informacja o strukturze osiowej badanego obiektu zakodowana jestza pomocą funkcji harmonicznych, których częstotliwości wzrastają razem ze wzrostemodległości z p , na której znajdują się warstwy rozpraszające. Zakładamy w tym miejscu,że prążki interferencyjne rejestrowane są liniowo w funkcji liczby falowej k. Do analizyczęstotliwościowej rejestrowanych sygnałów harmonicznych stosuje się transformacjęFouriera.Wyrażenie na moduł transformaty Fouriera sygnału (2.4) można zapisać w postaci:17

(2.6)gdzie Γ(z) jest funkcją koherencji światła emitowanego przez źródło.Informacja o strukturze obiektu zawarta jest w trzecim członie wyrażenia (2.6)(AC użyteczny na Rys. 2. 3). Rozłożone są one na osi z w miejscach odpowiadającychpołożeniom warstw rozpraszających w próbce, zaś ich amplituda jest proporcjonalna donatężeniowych współczynników rozproszenia/odbicia r p . Pierwszy człon wyrażenia(2.6) opisuje funkcję koherencji źródła światłą umieszczoną w punkcie z p =0 (DC naRys. 2. 3), będącym punktem zerowej różnicy dróg optycznych interferometru. Członten stanowi składową stałą sygnału S ssOCT , która nie zawiera informacji o badanymobiekcie. Kolejnym niepożądanym składnikiem wyrażenia jest człon autokorelacjiopisujący interferencję wzajemną między warstwami obiektu, który jest rozłożonywzdłuż osi z pomiędzy punktem zerowej różnicy dróg optycznych, a punktem z dodpowiadającym grubości optycznej badanej próbki (AC autokorelacja na Rys. 2. 3).Ponieważ R r >>r p członem dominującym jest człon pierwszy, zaś przyczynkipochodzące od interferencji między warstwami próbki są znacznie słabsze natężeniowow stosunku do sygnału użytecznego zawierającego informacje o strukturze obiektu.Mimo to obecność w sygnale składowych autokorelacyjnych ogranicza maksymalnyużyteczny zakres pomiarowy metody do z max -z d .W powyższych rozważaniach nie uwzględniono pojawiających się częstow rzeczywistych układach interferencji między elementami składowymi układuoptycznego tomografu OCT, których wzajemne różnice odległości mieszczą sięw zakresie z max tomografu ssOCT. Każde zaburzenie sygnału interferencyjnegopasożytniczymi składowymi częstotliwości (wyrazy autokorelacyjne z zależności 2.6oraz interferencja między elementami układu) stanowi szum koherentny układu.18

Redukcji wpływu szumu koherentnego opisana jest szczegółowo w rozdziale 2.1.3(DETEKCJA RÓŻNICOWA).Rys. 2. 3 Symulowany pomiaru próbką składającej się z trzech warstw rozpraszających: a) sygnałprążków interferencyjnych dla próbki składającej się z 3 warstw rozpraszających oddalonych od dzielnikawiązki o z r +z p (p=1..3). Symulacja zakłada pomiar liniowy w dziedzinie częstości optycznych; b)przedstawiony w skali liniowej moduł transformaty Fourier widma zmodulowanego prążkamiinterferencyjnymi. Kolorami zaznaczono położenie obrazu badanej struktury (kolor zielony), sygnałodpowiadający interferencji wzajemnej między warstwami próbki (kolor pomarańczowy) oraz członyodpowiadającemu nietężeniu światła powracającego z obu ramion interferometru (kolor niebieski) Przezz d oznaczono pozycję na osi z odpowiadającą grubości optycznej badanej próbki. W pozycji tej widocznyjest pik transformaty Fouriera odpowiadający interferencji wzajemnej między najbardziej odległymiwarstwami badanego obiektu.Warto zwrócić uwagę na fakt, że transformata Fouriera sygnału rzeczywistego jestsymetryczna - w analizowanym tutaj przypadku względem zerowej różnicy drógoptycznych. Składowym po dodatniej stronie osi z towarzyszą lustrzane składowe postronie z ujemnych. Nie stanowi to problemu dla badanych obiektów o grubości19

mieszczącej się w zakresie obrazowania tomografu ssOCT. W przypadku grubszychobiektów może dojść do nakładania się na siebie czynników pochodzących od warstwobiektu o różnych z p .2.1.2. CZUŁOŚĆ I ZAKRES DYNAMICZNY FOURIEROWSKICH METOD OCTIstotnymi parametrami pracy układu tomografu OCT są stosunek sygnału do szumuoraz bardziej przydatne do opisu działania układu wielkości – czułość oraz zakresdynamiczny [44-48].Stosunek sygnału do szumu [49] (SNR – ang. signal to noise ratio) opisywany jestrelacją:, (2.7)gdzie, |AC SssOCT | 2 to dyskretny sygnał odpowiadający maksimum kwadratu modułutransformaty Fouriera użytecznej części rejestrowanego sygnału, a σ 2 jest wariancjąsygnału prądowego.Czułość (ang. sensitivity) określa się jako odwrotność najmniejszego współczynnikaodbicia próbki umieszczonej w ramieniu obiektowym, dla którego stosunek sygnału doszumu równy jest jedności:(2.8)Zakres dynamiczny (DR ang. dynamic range) dynamiczny określa wielkość różnicymiędzy dwoma sygnałami, które mogą być równocześnie zarejestrowane przez układOCT [38]. W praktyce DR wyznacza się jako stosunek sygnału do szumu dlamaksymalnej możliwej wartości sygnału interferencyjnego.Aby móc scharakteryzować, a następnie zoptymalizować pracę układu OCT z detekcjąw dziedzinie częstości optycznych należy zrozumieć pochodzenie i wartości szumów,które występować mogą w układzie. Można wyróżnić trzy główne składnikicałkowitego szumu układu (2.9): szum śrutowy, szum ciemny oraz względny szumnatężenia światła.20

(2.9)Szum śrutowy wiąże się z dyskretną naturą ładunków elektrycznych oraz fluktuacjąfotonów, które padają na detektor w jednostce czasu. Jego moc jest proporcjonalna dokwadratu wartości skutecznej fotoprądu, będącego sumą wariancji sygnału prądowegoσ 2 i kwadratu wartości średniej fotoprądu. W fourierowskiej tomografii optycznej OCTostateczną postać linii obrazu (A-skan) otrzymuje się poprzez transformatę Fourieraprążków interferencyjnych. Ponieważ kwadrat wartości średniej fotoprądu potransformacie stanowi jej zerową harmoniczną i jest pomijany w analizach szumowych,moc szumu śrutowego jest równa wariancji sygnału prądowego [50].Wariancja szumu śrutowego dana jest relacją:(2.10)gdzie, q jest wartością ładunku elektrycznego, i DC oznacza średni fotoprądzarejestrowany przez fotodiodę, a ∆f jest szerokością pasma częstości elektrycznychjakie są rejestrowane przez detektor .Szum ciemny σ 2 dark jest szumem związanym z elektronicznym układem detekcji i możebyć sumą szumów termicznego (Johnsona), szumu 1/f, czy też szumu generacyjnorekombinacyjnego.Dominującym zaś czynnikiem jest w tym przypadku szumtermiczny Johnsona [51], który może osiągnąć znaczące wartości dla temperaturpokojowych (w celu redukcji zastosować można chłodzenie detektora):(2.11)gdzie, kB jest jest stałą Boltzmanna, T temperaturą w Kelvinach, ∆f to pasmorejestrowanych częstości elektrycznych, zaś R to rezystancja układu detektora.Względny szum natężenia światła (Relative intensity noise - RIN) σ 2RIN opisujedowolny zmierzony sygnał, który związany jest z fluktuacją źródła światła [50, 51].Jego wariancja proporcjonalna jest do kwadratu rejestrowanego fotoprądu:(2.12)21

gdzie, i DC oznacza średni fotoprąd zarejestrowany przez fotodiodę, τ c jest czasemkoherencji źródła światła, a ∆f jest szerokością pasma częstości elektrycznych jakie sąrejestrowane przez detektor.Aby określić stosunek sygnału do szumu, czułość oraz zakres dynamiczny układuprzedstawionego na Rys. 2. 2 załóżmy, że w ramieniu obiektowym umieszczonozwierciadło o natężeniowym współczynniku odbicia R s . Rejestrowany sygnał S det (k)składał się będzie ze składowej stałej, proporcjonalnej do natężenia światła padającegoz ramion referencyjnego oraz obiektowego, oraz z użytecznego sygnału prążkówspektralnych:(2.13)Stosunek sygnału do szumu, przy założeniu R s

(2.16)Pasmo rejestrowanych częstości elektrycznych ∆f dla układów spektralnej tomografiioptycznej można wyrazić za pomocą czasu ekspozycji T exp kamery CCD lub CMOS (∆f= 1/2T exp ) [52]. Dla układów pracujących z laserami strojonymi ∆f można wyrazićpoprzez efektywną częstotliwość pracy lasera f las (∆f = f las /2).Bardziej przydatnym do opisu układu tomografu optycznego parametrem jest czułośćukładu, która opisuje najmniejszy sygnał, który może być zarejestrowany. Jeślizałożymy, że sygnał z ramienia referencyjnego jest dużo silniejszy niż ten pochodzącyz ramienia obiektowego można zaniedbać współczynniki odbicia R s znajdujące sięw mianownikach wyrażeń:(2.17)Ze względu na znaczne zróżnicowanie struktur przedniego odcinka oka – od prawieprzeźroczystej rogówki i soczewki, do silnie rozpraszających twardówki i źrenicy –istotnym parametrem układu OCT przeznaczonego do pomiaru tej części oka ludzkiegojest zakres dynamiczny DR Jeżeli przez R max oznaczymy wartość współczynnikaodbicia, dla której dojdzie do przesycenia detektora, możemy zapisać (dla uproszczeniazakłada się równość natężeń promieniowani z obu ramion interferometru –R r =R s =1/4R max ):(2.18)Kamery CCD oraz CMOS ulegają nasyceniu dla niższych wartości natężeń niżfotodiody stosowane w układach OCT z laserami strojonymi, zatem uzyskiwany dlatych układów zakres dynamiczny będzie większy niż dla układów spektralnego OCT[48].2.1.3. DETEKCJA RÓŻNICOWADetekcja różnicowa jest jednym ze sposobów na redukcję [53-55] (w idealnymprzypadku usunięcie) szumu koherentnego [56-58], o którym była mowa w rozdziale2.1.1 (SYGNAŁ INTERFERENCYJNY W FOURIEROWSKIEJ TOMOGRAFII OPTYCZNEJ) oraz23

tłumienie wpływu względnego szumu natężenia światła RIN, co prowadzi z jednejstrony do zwiększenia użytecznego zakresu obrazowania przez redukcję wyrazówautokorelacyjnych oraz do poprawy czułości układu [59]. Polega ona na rejestracjisygnału za pomocą dwóch detektorów z przesunięciem fazy o π, po czym sygnałyelektryczne są odejmowane. Należy przede wszystkim zmodyfikować układinterferometru oraz dodać drugi detektor. Detekcję różnicową łatwo jest zrealizować dlaukładów pracujących z laserem strojonym. Dodanie drugiej fotodiody jest proste i niewymaga wielu zabiegów. Dodatkowo możliwe jest użycie dostępnych komercyjniemodułów diod różnicowych. Inaczej sprawa wygląda w przypadku spektralnejtomografii optycznej. Dodanie drugiego spektrometru [60] powoduje znaczny wzrostkomplikacji oraz kosztów układu. Ponadto wymaga dokładnego zestrojeniespektrometrów, tak aby pokrywały one dokładnie ten sam zakres rejestrowanychczęstości optycznych.Przykładowa realizacja układu interferometrycznego, który pozwala na zastosowaniedetekcji różnicowej przedstawiona została na Rys. 2. 4. Zaprezentowana konfiguracjajest jedną z wielu używanych w układach z laserami strojonymi [61-65]. Jedną z jejzalet jest możliwość dostosowania układu do laserów o względnie niskich optycznychmocach wyjściowych. Dobranie współczynnika transmisji pierwszego sprzęgaczakierunkowego, umożliwia osiągnięcie pożądanych mocy optycznych w ramieniuobiektowym.Ponieważ jak wspomniano sygnał prążków interferencyjnych jest tożsamy dla obumetod fourierowskiej OCT, skupimy się na początek na przypadku ogólnym. Nawejściu układu mamy zatem pewne szerokopasmowe źródło światła o widmowejgęstości mocy S 0 (k), zaś rejestracja sygnału OCT odbywa się przy pomocy dwóchdetektorów D1 oraz D2 (może to być para fotodiod lub spektrometrów).Zespolona wartość pola E padającego na sprzęgacz kierunkowy opisana jest zależnością(2.1). Podział na sprzęgaczu kierunkowym opisany natężeniowym współczynnikiemtransmisji β 1 dobrany jest najczęściej w taki sposób, aby większa część światłaemitowanego przez źródło prorogowała się dalej w ramieniu obiektowym układuinterferometrycznego.24

Rys. 2. 4 Schemat układu tomografu optycznego OCT przystosowanego do detekcji różnicowej.Zespolone wartości pola elektrycznego w kluczowych punktach układu oznaczone zostały jako E, E r , E p ,E D1 , E D2 . W ramieniu obiektowym umieszczono badany obiekt o p warstwachodbijających/rozpraszających, które położone są w osi z układu w odległościach z 1 , z 2 , …, z p od położeniaodpowiadającego pozycji zwierciadła referencyjnego. Symbolem SK oznaczono sprzęgacze kierunkowe.W obu symetrycznych ramionach układ światło przechodzi przez cyrkulator, następnieulega rozproszeni/odbiciu od zwierciadła referencyjnego oraz warstw badanego obiektui ponownie przechodzi przez cyrkulator, tym razem w kierunku drugiego sprzęgaczakierunkowego (kierunki propagacji światła w układzie oznaczone zostały czerwonymistrzałkami na Rys. 2. 4). Sumaryczny natężeniowy współczynnik transmisji przezcyrkulator wynosi γ c .Na wejściu drugiego sprzęgacza kierunkowego zespolona wartość pola pochodzącego zramienia referencyjnego interferometru ma postać:, (2.19)gdzie R r jest natężeniowym współczynnikiem odbicia zwierciadła referencyjnego (0≤ R r≤1), a czynnik 2 w argumencie funkcji wykładniczej wynika z faktu, iż światłow ramieniu referencyjnym pokonuje dwukrotnie drogę z r . Uwzględniono takżeprzesunięcie fazy o π przy założeniu odbicia normalnego od powierzchni zwierciadłareferencyjnego.Analogicznie możemy zapisać zespoloną wartość pola pochodzącego z ramieniaobiektowego:25

(2.20)Powyższa zależność ma postać sumy czynników pochodzących od odbicia lubrozproszenia na poszczególnych warstwach badanego obiekty. Warstwy obiektuwspółczynnikach rozproszenia/odbicia r p położone są w odległościach z r +z p odkolimatora w ramieniu obiektowym. Uwzględniono tym razem przesunięcie o π/2 fazyprzy skośnym przejściu przez sprzęgacz kierunkowy [56] oraz dodatkowe czynniki ϕ ppojawiające się przy odbiciu/rozproszeniu od warstw obiektu.Spójne promieniowanie opisane relacjami (2.19) i (2.20) interferuje za sprzęgaczemkierunkowym. Amplituda światła padającego na detektory jest wynikiem złożenia falpowracających z ramion referencyjnego i obiektowego:+(2.21)(2.22)+gdzie E D1 (k,t) oraz E D2 (k,t) opisują zespolone wartości pola padające odpowiednio nadetektory D1 oraz D2 układu detekcji różnicowej. W obu przypadkach uwzględnionow zależności od sposobu przejścia przez sprzęgacz pomiarowy przesunięcie fazy o π/2oraz natężeniowe współczynniki transmisji β 2 i (1- β 2 ).Widmową gęstość mocy światła, które pada na detektory można wyrazić w postaci(2.23; 2.24):(2.23)26

(2.24) oznacza średniowanie po czasie znacznie dłuższym od okresu drgań fali świetlnej.Po wprowadzeniu widmowej gęstości mocy światła emitowanego przez źródło:(2.25)Można pokazać, że ostateczny sygnał rejestrowany za pomocą układu różnicowego,będący różnicą sygnałów zarejestrowanych przed detektory D1 oraz D2 ma postać:(2.26)Współczynniki C r , C sp , D r , D sp wprowadzone dla przejrzystości opisu mają postać:(2.27)W wyrażeniu (2.26) pierwszy człon odpowiada natężeniu światła powracającego z oburamion interferometru. Człon drugi dotyczy interferencji wzajemnej między światłemrozproszonych od różnych warstw obiektu, zaś trzeci człon zawiera informacjeo strukturze osiowej obiektu zakodowaną w prążkach interferencyjnych.Załóżmy na razie, że detekcja sygnału odbywa się liniowo w funkcji liczb falowych, cooznacza, że równym odstępom czasu odpowiadają równe zmiany wartości liczbfalowych. W rzeczywistości dla większości układów zarówno spektralnego OCT jak27

i OCT z użycie laserów strojonych, mamy do czynienia z detekcją nieliniowąw dziedzinie liczb falowych.Analiza częstotliwościowa wyrażenia (2.26) z użyciem transformacji Fouriera pozwalauzyskać informację o rozkładzie osiowym warstw/centrów rozpraszających badanegoobiektu:(2.28)Zgodnie z twierdzeniem Wienera-Chinczyna [66] transformata Fouriera widmowejgęstości mocy źródła światła S o (k) jest jego funkcją koherencji.(2.29)Uwzględniając to w wyrażeniu (2.28) moduł transformaty Fouriera sygnału (2.26)przyjmie postać:(2.30)Rozważmy przypadek, gdy:28

, (2.31)który możliwy jest przy równym podziale sprzęgacza pomiarowego (β 2 = (1- β 2 )).W efekcie moduł transformaty Fouriera rejestrowanego sygnału ulegnie znacznemuuproszczeniu:(2.32)W idealnym przypadku (równy podział sprzęgacza kierunkowego, który łączy układinterferometru z układem detekcji ) dzięki detekcji różnicowej możliwe jest zatemusunięcie czynników opisujących niepożądany szum koherentny układu.W rzeczywistości z przypadkiem idealnej detekcji różnicowej nie będziemy mieli doczynienia. Nawet jeśli szprzęgacz pomiarowy zapewnia równy podział uśrednionego podługościach fali natężenia, w wyniku analizy z użyciem analizatora widma może sięokazać, że między kanałami sprzęgacza kierunkowego obserwuje się silną zależnośćwspółczynnika transmisji od długości fali [67, 68]. Jeśli mimo nieidelanie równegopodziału kierunkowej transmisji sprzęgacza pomiarowego nie zostanie całkiwicieusunięty szum koherentnty to z relacji (2.32) widać wyrażnie, że nastąpi jego znacznieosłabienie.Jak detekcja różnicowa wpłynie na stosunek sygnału do szumu oraz czułość? Dlaukładu zaprezentowanego na Rys. 2. 4 wariancja szumu śrutowego dla dowolengoz kanałów detakcji różnicowej, przy założeniu równego podziału drugiego sprzęgaczakierunkowego (β 2 = (1- β 2 )), przyjmnie postać:(2.33)Można także pokazać, że dla tych samych założeń, dyskretny sygnał odpowiadającymaksimum kwadratu modułu transformaty Fouriera użytecznej części rejestrowanegosygnału ma postać:(2.34)29

Jeśli użyjemy jednocześnie obu kanałów detekcji D1 i D2 w trybie detekcji różnicowejtransformację Fouriera wykonuje się na sygnale 2.26. Zatem kwadrat modułutransformaty Fouriera części użytecznej przyjmie postać:(2.35)Biorąc pod uwagę, że szumy obu detektorów się sumują oraz fakt, że detekcjaróżnicowa tłumi szum RIN, otrzymamy następującą zależność między stosunkiemsygnału do szumu dla jednego kanału w porównaniu do użytej deteckji różnicowej:(2.36)Kontynuując rozważania czułość układu, w przypadku stosowania detekcji różnicowejbędzie o ponad 3dB większa niż, gdy dla tej samej konfiguracji interferometru użyjemytylko jednego kanału detekcji.2.1.4. UŻYTECZNY ZAKRES OBRAZOWANIAAnaliza użytecznego zakresu obrazowania tomografu optycznego z detekcjąw dziedzinie częstości optycznych wymaga uwzględnienia kilku czynników. Załóżmyna początek, że w ramieniu obiektowym znajduje się zwierciadło odbijające. Zmianapozycji zwierciadła taka, że wzrośnie różnica dróg optycznych między ramionamiinterferometru, spowoduje zwiększenie częstotliwości prążków interferencyjnych.Sygnał odpowiadający jednemu A-skanowi rejestrowany jest za pomocą fotodiodyi próbkowany jest w N p punktach z użyciem karty akwizycji, lub rejestrowany jest na N ppikselach kamery CCD lub CMOS. Zgodnie z twierdzeniem Kotielnikowa - Shannona„o próbkowaniu” [69], jeśli maksymalna częstotliwość sygnału nie przekracza połowyczęstotliwości próbkowania, możliwe jest wierne odtworzenie mierzonego sygnału.W praktyce oznacza to, że na jeden okres sygnału prążków muszą przypadać conajmniej dwie próbki. Maksymalny zakres obrazowania z max można zatem oszacowaćwyznaczając maksymalną częstotliwość modulacji spełniającą twierdzenieo próbkowaniu. Można pokazać, że:(2.37)30

konieczność uwzględnienia nieliniowości λ-k). W układach OCT z laserami strojonymiwpływ nieliniowości jest jeszcze bardziej wyraźny, ze względu na silnie nieliniowąfunkcję sterującą lasera (funkcja sinusoidalna) oraz histerezę użytego we wnęce filtra(patrz: 3.1 LASER STROJONY Z SYNCHRONIZACJĄ MODÓW WNĘKI). Na Rys. 2. 6przedstawiono zmianę zakresu δk p liczb falowych przypadających na kolejne próbkizebrane dla jednego A-scanu.W przedstawionym przykładzie δk p mieszczą się w zakresie:(2.41)Można pokazać, że zakres obrazowania również będzie się zmieniał w pewnymzakresie:(2.42)Rys. 2. 6 Zakres wartości liczb falowych przypadających na jedną próbkę δk p zmierzony dla laserastrojonego, który pracuje nieliniowo w dziedzinie liczb falowych.Na obrazach tomograficznym objawia się to jako ciemny pas od strony maksymalnegozakresu obrazowania (Rys. 2. 7). Minimalnemu zakresowi wartości liczb falowychprzypadających na jedną próbkę sygnału δk min odpowiada całkowity zakres A-skanu(Rys. 2. 7, strzałka zielona), zaś maksymalnemu δk max odpowiada zakres gdzie naA-skanie zauważalny jest znaczny spadek sygnału (Rys. 2. 7, strzałka niebieska) ok. 20dB spadku dla szumu (czerwony sygnał na Rys. 2. 7). Zaciemniony obszar stanowiok. 6% całego zakresu obrazowania, co dla zakresu maksymalnego 9 mm powodujeskrócenie użytecznego zakresu do ok. 8,5 mm.32

Rys. 2. 7 Efekt skrócenia zakresu obrazowania na skutek nieliniowej pracy lasera strojonego. Stronalewa: A-skan w skali decybelowej; Strona prawa: przekrój przez przedni odcinek oka ludzkiego (B-skan)z zaznaczonymi zakresami obrazowania odpowiadającymi δk min (strzałka zielona) oraz δk max (strzałkaniebieska). Czerwoną linią zaznaczono miejsce odpowiadające A-skanowi zaprezentowanego po lewej.Kolejnym czynnikiem, który może zmniejszyć użyteczny zakres obrazowania jestspadek czułości wraz ze wzrostem częstotliwości prążków interferencyjnych. W miaręoddalania się od zerowej różnicy dróg optycznych spada kontrast prążków, co przekładasię na spadek czułości [45, 70]. Wynika to ze skończonej rozdzielczości spektralnejmetod fourierowskich OCT. Efekt opisuje się matematycznie jako splot rejestrowanegosygnału S det (k) (2.26) z pewną funkcją aparaturową a(k):(2.43)Transformata Fouriera splotu funkcji jest iloczynem transformat tych funkcji. Modułtransformaty Fouriera rejestrowanego sygnału |S ssOCT (z)|, który zawiera informacjęosiową o badanym obiekcie, będzie przemnożony przez funkcję A(z), która jesttransformatą Fouriera funkcji aparaturowej:(2.44)W spektralnej tomografii optycznej funkcja aparaturowa a(k) uwzględniała będziewpływ czynników takich jak: skończony rozmiar pikseli kamery CCD/CMOS, rozmiarplamki na detektorze, czy też przesłuch między pikselami kamery (przeciek ładunkówod sąsiednich pikseli). Ostatecznie czułość na krańcach zakresu obrazowania możezmniejszyć się o kilkanaście dB.33

W tomografii optycznej z użyciem laserów strojonych rozdzielczość spektralna zależećbędzie od chwilowej szerokości linii lasera (przez chwilową szerokość linii laserarozumie się tutaj najszerszą z linii pracującego w danej konfiguracji lasera strojonego).Funkcję aparaturową a(k) można więc przybliżyć funkcją gaussowską o szerokościpołówkowej odpowiadającej chwilowej szerokości linii lasera. Łatwo zauważyć, że imwęższa funkcja aparaturowa a(k) tym szersza będzie funkcja A(z) – a to przekłada się namniejsze spadki czułości z głębokością. Konstruując lasery strojone usiłuje się więcustalić taki parametry pracy, które zapewnią wąską chwilową szerokość linii lasera.W tym celu, poza użyciem filtra Fabry-Perota o dużej finezji, dąży się do zapewnieniadużej stabilności pracy lasera strojonego, co staje się trudniejsze wraz ze wzrostemczęstotliwości powtarzania oraz wzrostem zakresu spektralnego generowanego przezlaser promieniowania. W praktyce za lasery stabilne uważa się takie, które zapewniająspadek czułości nie większy niż 6 dB na głębokości z=3 mm.2.1.5. SZYBKOŚĆ OBRAZOWANIASzybkość obrazowania tomografii optycznej ze strojonym źródłem światła zależy odefektywnej częstotliwości repetycji lasera strojonego f las i może osiągać wartość nawetkilku MHz (kilka milionów Ascanów na sekundę). Zalety pracy z szybkim układem toprzede wszystkim brak lub minimalizacja niepożądanych efektów wynikających z ruchuobiektu w czasie pomiaru, możliwość zwiększenia gęstość punktów pomiarowych, czyteż możliwość obrazowania czynności tkanki w dynamicznych procesach w dwóch lubw trzech wymiarach (np. proces akomodacji oka).Należy pamiętać, że zwiększenie szybkości obrazowania przez zwiększenie efektywnejczęstotliwości pracy lasera może niekorzystnie wpłynąć na inne parametry układu.W mianowniku wyrażenia na czułość układu (Sens dr - 2.36) każdy z szumówskładających się na szum całkowity jest proporcjonalny do częstotliwości efektywnejlasera strojonego. Zwiększenie efektywnej częstotliwości powtarzania lasera przełożysię bezpośrednio na wzrost szybkości obrazowania, niestety kosztem pogorszeniaczułości układu. Można co prawda ten negatywny efekt skompensować zwiększającmoc P o źródła światła. Należy jednak pamiętać, że zwiększenie mocy wejściowej możespowodować przesycanie się detektora lub doprowadzić do sytuacji kiedy zaczniedominować względny szum natężenia światła (σ 2 RIN ), który jest proporcjonalny do34

kwadratu mocy wejściowej. Dodatkowo w trosce o bezpieczeństwo badanej osoby,konieczne jest przestrzeganie norm opisujących maksymalną dopuszczalną moc światłapadającego na badany obiekt.Zwiększając efektywną częstotliwość powtarzania lasera, należało by zwiększyćczęstotliwość próbkowania karty akwizycji, aby utrzymać liczbę próbek przypadającychna jeden okres pracy lasera. Dla bardzo szybkich układów tomografów ze strojonymiźródłami światła może się to wiązać z dodatkowym szumem zegara próbkującego, bądźteż ograniczeniem zakresu dynamicznego procesu konwersji analogowo-cyfrowej. Obaczynniki mogą niekorzystnie wpłynąć na jakość otrzymywanych wyników. Przy brakumożliwości zwiększenia częstotliwości próbkowania karty akwizycji zmniejszy sięliczba próbek przypadających na jeden okres afektywnej pracy lasera, co spowodujezmniejszenie maksymalnego zakresu obrazowania układu.Maksymalna szybkość powtarzania lasera strojonego zależeć będzie głównie odelementu wnęki lasera, który odpowiada za zmianę w czasie generowanych częstościoptycznych. W badaniach dotyczących niniejszej rozprawy jak elementu skanującegoużyto strojonego, światłowodowego filtru Fabty-Perota. Maksymalna efektywnaczęstotliwość pracy jaką udało się uzyskać wynosiła ok. 340 kHz, co odpowiadaczęstotliwości sterowania filtrem ok. 170 kHz.Szybkość obrazowania układów spektralnego OCT zależy od czasów repetycji kameryCCD lub CMOS. Na czas ten składają się czas ekspozycji, charakterystyczny dla każdejkamery czas potrzebny na odczyt rejestrowanych wartości oraz zależny od ilościużytych pikseli kamery czas przesyłu danych do pamięci. Zaletą kamer CMOS jestmożliwość odczytu wybranej liczby pikseli jak i kolejności ich odczytu. Zmniejszającliczbę użytych w pomiarze pikseli skracamy czas repetycji zwiększając tym samymszybkość pomiaru. Gdy wybrane w zredukowanej liczbie piksele zgrupowane są oboksiebie rejestrują one węższy fragment widma źródła światła, niż gdyby użytowszystkich pikseli kamery. Skutkuje to spadkiem rozdzielczości osiowej orazzwiększeniem zakresu obrazowania. Przy wyborze co n-tego piksela kamery (n jestw tym przypadku stosunkiem całkowitej liczby pikseli to liczby pikseli wybranych)rozdzielczość osiowa nie uległa by zmianie, redukcji ulegnie natomiast zakresobrazowania w głąb. Do chwili obecnej najszybszy pomiar z użyciem spektralnejtomografii optycznej zaprezentowali naukowcy z Massachusetts Institute of35

Technology. Dzięki redukcji liczby pikseli do 576 uzyskali oni szybkość pomiaru napoziomie 312,5 tyś. linii tomogramu na sekundę. Należy zauważyć, że prosta redukcjaliczby pikseli rejestrujących sygnał prążków prowadzi do nieefektywnegowykorzystania mocy światła padającego na próbkę ponieważ tylko część widmapadającego na obiekt jest rejestrowana za pomocą kamery CMOS.2.1.6. NIEPOŻĄDANE EFEKTY WPŁYWAJĄCE NA SYGNAŁ OCTW rozdziale (2.1.1) zakładano, że układ rejestruje prążki interferencyjne liniowow funkcji liczb falowych.Ze względu na równe odległości między pikselami kamery CCD lub CMOSw spektralnej tomografii optycznej rejestrację liniową w funkcji liczb falowychuzyskuje się, gdy przestrzenne rozszczepienie widma jest liniowe w liczbach falowych.W tym celu zastosować można układ siatki dyfrakcyjnej pracującej z dodatkowympryzmatem [71-73], lub spektrometr z płytką strefową Fresnela [74]. Rozwiązania te,albo wymagają bardzo dokładnego zestrojenia optyki spektrometru (siatka + pryzmat),albo nie pozwalają na obecnym stanie technologii na osiąganie dużych czułościobrazowania (wydajność płytki Fresnela).W układach ssOCT pracuje się najczęściej z kartami akwizycji uniemożliwiającymioptymalna pracę z nieliniowym próbkowaniem oraz laserami strojonymi, którychelement strojący (np. filtr Fabry-Perota) pracuje nieliniowo w funkcji liczby falowej.Aby zapewnić rejestrację prążków liniową w funkcji liczb falowych, należy skorzystaćz którejś z poniższych możliwości: dla karty akwizycji o częstotliwości próbkowania fs należy użyć w układzietomografu laser generujący promieniowanie, którego wartości liczb falowychzmienia się liniowo w czasie [65, 75], dla użytego lasera strojonego generującego promieniowanie o wartościach liczbfalowych zmieniających się nieliniowo w czasie poprzez użycie karty akwizycjiumożliwiającej nieliniowe próbkowanie w czasie. Należy wtedy zapewnićnieliniowy sygnał zegara próbkującego o nieliniowości odpowiadającejnieliniowości użytego lasera [65].36

W rezultacie w obu metodach fourierowskiej tomografii optycznej obserwuje sięniepożądane efekty, które w zależności od rodzaju nieliniowości mają mniejszy lubwiększy wpływ na otrzymywane wyniki.Rozważmy eksperyment, w którym w ramieniu obiektowym opisywanego wcześniejukładu interferometru umieszczono pojedynczą powierzchnię odbijającą w postacizwierciadła. W czasie równym jednemu okresowi pracy lasera strojonego sygnałużyteczny jaki zarejestruje fotodioda można zapisać w postaci:, (2.45)gdzie S o (k) jest widmową gęstością mocy lasera strojonego, zaś A jest pewną amplitudąwynikającą ze strat w układzie. Zakładając, że liczba falowa zmienia się liniowoargument funkcji cosinus będzie miał postać:(2.46)W tej sytuacji rejestrowany w czasie przez fotodiodę (lub przez kolejne piksele kameryCCD) sygnał użyteczny będzie odpowiadał kształtowi widma lasera strojonegozmodulowanemu prążkami o częstotliwości proporcjonalnej do i fazie początkowejopisanej przez k o z p . Biorąc moduł transformaty Fouriera takiego sygnału otrzymamy piki jego obraz źródlany położone w odległościach proporcjonalnych do z p . Kształt pikówopisany jest funkcją spójności lasera strojonego.W przypadku gdy rejestracja prążków zachodzi nieliniowo w funkcji liczb falowych,argument funkcji cosinus przyjmie postać:(2.47)W rezultacie częstotliwość prążków w czasie rejestracji będzie zmieniała jakOtrzymamy przebieg o liniowej modulacji częstotliwości zwanyświergotem (ang. chirp). Transformata Fouriera takiego sygnału ma postać rozmytejfunkcji koherencji pojawiającej się w okolicach punktu z p (Rys. 2. 8). W zależności odtego jak bardzo nieliniowo element strojący lasera pracuje w funkcji liczb falowychzmieniał się będzie stopień rozmycia. Jeżeli informacja o charakterze nieliniowości jestdostępna, możliwe staje się przetworzenie sygnału do skali liniowej w liczbachfalowych (Rys. 2. 8 kolor czerwony).37

Rys. 2. 8 Moduł transformaty Fouriera użytecznej części sygnału S det (k). Wynikiem transformatyFouriera sygnału świergotu jest pasmo odległości w przestrzeni z (kolor niebieski). Po przetworzeniusygnału do liniowej skali liczb falowych otrzymujemy pik odpowiadający funkcji spójności źródłaświatła umieszczonej w punkcie z p (kolor czerwony).Informacje o nieliniowości można uzyskać stosując numeryczną analizę (transformataFouriera [32, 70, 76], transformata Hilberta [77]) referencyjnego sygnału prążkówinterferencyjnych zarejestrowanych dla różnicy dróg optycznych z ref .Jeśli układ tomografu ssOCT pracuje ze stabilnym laserem strojonym i dokonujemypomiarów strukturalnych, nie ma konieczności częstej rejestracji prążkówreferencyjnych. Jednak, gdy laser pracuje niestabilnie w czasie lub dokonujemypomiarów fazoczułych konieczna może się okazać rejestracja sygnału referencyjnegodla każdego okresu pracy lasera [78-80].W pewnych szczególnych przypadkach może pojawić się zależna od czasu zmianaw rejestrowanym sygnale, której nie jest się w stanie łatwo zmierzyć, czy teżprzewidzieć. Przykładem takiej sytuacji jest ruch badanego obiektu w kierunku osiz w trakcie rejestracji sygnału odpowiadającemu jednemu skanowi osiowemu. Zefektem analogicznym do ruchu badanego obiektu spotkać się można, gdy wiązkaskanująca w czasie akwizycji pojedynczej linii tomogramu przesunie się po obiekcieo znacznej krzywiźnie powierzchni (np. rogówka). Zmiana w czasie położenia próbkiopisana jest za pomocą:(2.48)38

Uwzględniając zmianę położenia w argumencie funkcji cosinus, sygnał prążkówinterferencyjnych również będzie sygnałem świergotu o liniowej zmianie częstotliwościdanej relacją:, (2.49)Gdzie V p jest z - tową składową wektora prędkości badanego obiektu.W układach spektralnego OCT sygnał prążków rejestrowany jest równocześnie nawszystkich pikselach kamery. Jeśli w czasie akwizycji pojedynczej linii tomogramuzmieni się położenie obrazowanej warstwy (zmieni się zatem częstotliwość prążków)rejestrowane prążki ulegną rozmyciu [81, 82] (ang. fringe washout effect), powodującspadek stosunku sygnału do szumu.Ponieważ w układach ssOCT w czasie ekspozycji pojedynczej linii tomogramu prążkirejestrowane są próbka po próbce w czasie, efekt opisany zależnością (2.49) prowadziłbędzie do poszerzenia funkcji koherencji podobne jak dla przypadku wcześniejszego(2.47). Ponieważ w tym wypadku nie jesteśmy w stanie skompensować tego efektunumerycznie, prowadzi on do spadku rozdzielczości. Szczególnie istotne staje się toprzy obrazowaniu rogówki, która ma znaczną krzywizną i istnienie tego efektuwymusza zastosowanie odpowiednio gęstych protokołów skanowania.39

2.2. WYBÓR ŹRÓDŁA ŚWIATŁAJednym z najważniejszych elementów tomografu optycznego jest zastosowane w nimźródło światła. Wybór centralnej długości fali oraz zakresu generowanych częstościoptycznych będzie determinował rozdzielczość w każdym z trzech wymiarówprzestrzennych oraz zakres obrazowania, kształtując jednocześnie jakośćotrzymywanych obrazów.W tomografii optycznej ze strojonymi źródłami światła pracuje się głównie w trzechpasmach spektralnych bliskiej podczerwienie (NIR – ang. Near Infrared) skupionychwokół 800 nm, 1060 nm oraz 1300 nm. Wpływ wyboru pasma na konstrukcję orazpracę samego lasera strojonego opisany został w rozdziale 2.3 ŚWIATŁOWODOWY LASERSTROJONY NA ŹRÓDLE ASE.Jednym z czynników ograniczających możliwość obrazowania w głąb próbekbiologicznych jest rozpraszanie i absorpcja [8, 83] (Rys. 2. 9). Światło o centralnejdługości fali 1300 nm wnika głębiej w tkankę niż światło o długości fali 800 nm zewzględu na spadek rozpraszania wraz ze wzrostem długości fali.Rys. 2. 9 Absorpcja promieniowania z zakresu bliskiej podczerwieni dla wody (na podstawie [82]).Dla promieniowania z zakresu bliskiej podczerwieni o długościach fali powyżej 1150nm obserwuje się znaczny wzrost absorpcji tego promieniowania przez wodę. Silniepochłaniane przed wodę znajdującą się w gałce ocznej promieniowanie z pasma 1300nm nie nadaje się zatem do obrazowania siatkówki oka ludzkiego, będącej40

najpowszechniejszym obiektem badań za pomocą tomografii optycznej OCT z użyciemświatła częściowo spójnego.Poniżej przedstawiona została analiza wpływu źródła światła na uzyskiwanąrozdzielczość oraz zakres obrazowania.2.2.1. ŹRÓDŁO ŚWIATŁA A ROZDZIELCZOŚĆ OSIOWA I POPRZECZNARozdzielczość wzdłuż wiązki skanującej tomografu optycznego oznacza najmniejsząodległość między dwiema odbijającymi lub rozpraszającymi wstecznie warstwamibadanego obiektu, taką że warstwy te będą rozróżnialne na obrazie wynikowym. Zależyona od drogi spójności l c użytego źródła światła i dla źródeł, których kształt widmaopisany jest funkcją Gaussa, jest odwrotnie proporcjonalna do szerokości widmowej(Rys. 2. 10):(2.50)λ FWHM jest szerokością spektralną mierzoną w połowie wysokości źródła o centralnejdługości fali λ c. Powyższa relacja prowadzi do dwóch bardzo ważnych wniosków: dla danej centralnej długości fali poprawę rozdzielczości osiowej uzyskuje sięzwiększając szerokość połówkową źródła światła. Należy równocześnie zadbać,aby użyte do budowy interferometru elementy światłowodowe pozwalały napracę w szerokim zakresie spektralnym, trudniej jest uzyskać duże rozdzielczości osiowe dla fal dłuższychW ogólności kształt widma odbiegać może od opisanego funkcją Gaussa. Bardzoszybka modulacja prądu półprzewodnikowego wzmacniacza optycznego pozwaladowolnie kształtować widmo wyjściowe lasera [24]. Dla źródeł o niegaussowskimkształcie widma stosuje się kształtowanie na etapie obróbki numerycznej [84, 85].Rozdzielczość poprzeczna [86] (w płaszczyźnie X-Y) zależy głównie od użytejw ramieniu obiektowym interferometru optyki. Dla soczewki o ogniskowejf oświetlonej skoligowaną wiązką gaussowską o średnicy D średnica plamkiω o w ognisku wyraża się wzorem:41

(2.51)Rys. 2. 10 Aby otrzymać stałą rozdzielczość dla rosnącej centralnej długości fali należy zwiększaćszerokość połówkową zakresu generowanego przez źródło promieniowania. W symulacji założonogaussowski profil widma i rozdzielczość równą 6μm. Dla trzech najpowszechniej używanychw tomografii optycznej zakresów (800 nm, 1060 nm i 1300 nm) podano szerokości połówkowe, którepozwalają zachować stałą (6μm) rozdzielczość osiową układu.Jeżeli rozdzielczość poprzeczną zdefiniujemy jako szerokość połówkowągaussowskiego rozkładu natężenia światła liczoną dla zakresu Rayleigh’a, to możnazapisać:.(2.52)Ponieważ zakres obrazowanie jest często znacznie większy niż zakres Rayleigh’anależy uwzględnić fakt, że średnica plamki rośnie w miarę oddalania się od ogniskasoczewki obrazującej, co wpłynie na faktyczną poprzeczną zdolność rozdzielcząukładu. Na krańcach zakresu obrazowania średnica plamki może się zwiększyć nawetponad 12-krotnie (dla ogniskowej 50 mm, centralnej długości fali 1300 nm orazśrednicy wiązki padającej na soczewkę obrazującą ~3,4 mm) (Rys. 2. 11).42

Rys. 2. 11 Symulacja średnicy plamki wraz z oddalaniem się od ogniska soczewki obrazującej dla trzechwybranych ogniskowych: 50 mm (kolor czarny), 75 mm (kolor czerwony) oraz 100 mm (kolor zielony).Obliczenia wykonano dla centralnej długości fali 1310 nm, przy założeniu ogniskowej soczewkikolimatora wiązkę równej 19 mm oraz symulowanym zakresie obrazowania 9 mm.Dla tomografów optycznych o dużym zakresie obrazowania w głąb warto rozważyćzastosowanie soczewki obrazującej o dłuższej ogniskowej. Co prawda średnica plamkiw ognisku będzie większa, ale słabsze będzie również poszerzenie plamki w miaręoddalania się od ogniska soczewki (~3-krotne poszerzenie dla soczewki 100 mmw stosunku do ~12-krotnego poszerzenia dla soczewki 50 mm).2.2.2. ŹRÓDŁO ŚWIATŁA A ZAKRES OBRAZOWANIAW rozważaniach dotyczących użytecznego zakresu obrazowania w głąb (2.1.4UŻYTECZNY ZAKRES OBRAZOWANIA) pojawiła się zależność od maksymalnego zakresuobrazowania w metodach fourierowskich OCT. Analizowano także wpływ liczbypunktów (pikseli kamery CCD/CMOS lub próbek zbieranych za pomocą kartyakwizycji) przypadających na rejestrowany sygnał prążków interferencyjnych. Zgodniez zależnością (2.39) również wybór źródła światła może wpłynąć na osiągany zakresobrazowania. Łatwiej uzyskać duże zakresy obrazowania dla źródeł o dłuższejcentralnej długości fali lub dla źródeł węższych spektralnie. Między innymi z tegopowodu w celu obrazowania przedniego odcinka oka zdecydowaliśmy się na pracę zeźródłami światła o centralnej długości fali z drugiego okna telekomunikacyjnego43

(1300 nm) 4 . Należy pamiętać, że wybór dłuższej centralnej długości fali lub źródłao węższym zakresie spektralnym skutkował będzie spadkiem rozdzielczości.Projektując układ OCT należy uwzględnić przede wszystkich obiekt, który ma byćz jego użyciem badany. Może się okazać, że już na tym etapie będzie trzeba wykluczyćniektóre rozwiązania (np. 1300 nm i obrazowanie siatkówki oka). W kolejnym krokuustala się jaki priorytet mają parametry układu takie jak: rozdzielczości, zakresobrazowania oraz szybkość pracy. Biorąc pod uwagę powyższe czynniki możnadokonać wybory źródła światła oraz dopasować parametry układu detekcji.4 Ważnym argumentem było także głębsze wnikanie w tkanki biologicznie jaki i zminimalizowanywpływ dyspersji w światłowodzie dla fal z zakresu 1300 nm w porównaniu do 800 nm i 1060 nm.44

2.3. ŚWIATŁOWODOWY LASER STROJONY NA ŹRÓDLE ASEIdeę działania każdego lasera można przedstawić za pomocą najprostszej jegokonfiguracji (Rys. 2. 12). Ośrodek czynny umiejscowiony jest między dwomazwierciadłami wnęki rezonansowej, z których jedno jest całkowicie odbijające, zaśdrugie częściowo przepuszczające - stanowi wyjście lasera. Do ośrodka dostarczana jestenergia poprzez optyczne lub elektryczne pompowanie. Atomy ośrodka wzbudzane sądo stanu wzbudzonego. Po pewnym czasie (czas życia stanu wzbudzonego) następujeniewymuszone przejście do stanu podstawowego z emisją fotonu o energiiodpowiadającej różnicy między stanem podstawowym a stanem wzbudzonym(emisja spontaniczna). Fotony emisji spontanicznej propagują się we wnęce lasera,odbijają od zwierciadeł rezonatora i ponownie przechodzą przez ośrodek czynny. Mogąone wymusić przejście atomów do stanu podstawowego z emisją fotonu o tej samejenergii i fazie co fotony wymuszające W ten sposób realizowane jest dodatniesprzężenie zwrotne. Spośród wszystkich dostępnych długości fali i kierunkówpropagacji promieniowania, jedynie promieniowanie o parametrach wyznaczonychprzez rezonator optyczny ulega wystarczającemu wzmocnieniu, aby zaszła akcjalaserowa. Jeśli zostaną spełnione pewne warunki dla takiego układu (inwersja obsadzeń,wzmocnienie przewyższające straty) na wyjściu pojawi się spójne promieniowanielaserowe.Rys. 2. 12 Schemat ideowy budowy i działania lasera.W laserze strojonym opisywanym w tym rozdziale ośrodkiem czynnym jestpółprzewodnikowy wzmacniacz optyczny. Promieniowanie propaguje sięw światłowodowej wnęce pierścieniowej i wydostaje na zewnątrz przez sprzęgacz45

światłowodowy. Strojenie długości fali generowanego przez laser promieniowaniamoże odbywać się za pomocą:- światłowodowego filtra Fabry-Perota [24, 87],-filtra w optyce otwartej ze zwierciadłem wielosegmentowym, stosowanymw drukarkach laserowych, odpowiedzialnym za strojenie [18, 88-94],-filtra z siatką dyfrakcyjną i skanerem rezonansowym [95],-modulację natężenie światła we wnęce o wysokiej dyspersji [96, 97],-zmiany współczynnika załamania w materiale półprzewodnikowymz równoczesnym wykorzystaniem efektu Verniera [98],-lasera VCSEL (ang. Vertical-Cavity Surface-Emitting Lasers), w którym zastrojenie odpowiada zwierciadło MEMS [99-101].Ze względu na dostępność oraz łatwość zmiany parametrów strojenia zdecydowano sięna zastosowanie światłowodowego filtra Fabry-Perota [32, 102]. Dodatkowo jakoelementy wnęki mogą się pojawić: izolator optyczny, światłowodowa pętla opóźniającao długościach sięgających kilku kilometrów, czy też kontroler polaryzacji. Aby lepiejzrozumieć aspekty pracy lasera strojonego, należy poznać podstawy działania jegoelementów składowych.2.3.1. PÓŁPRZEWODNIKOWY WZMACNIACZ OPTYCZNYWzmocnienie optyczne światła można zrealizować za pomocą ośrodków czynnychpółprzewodnikowych (półprzewodnikowy wzmacniacz optyczny) lub lubświatłowodów pompowanych optycznie (wzmacniacz Ramana, wzmacniacz naświatłowodzie domieszkowanym).Działanie wzmacniacza Ramana [103-106] opiera się na wymuszonym rozpraszaniuRamana (ang. stimulated Raman catering-SRS). Słaby sygnał optyczny o częstościω s zostanie wzmocniony w obecności silnego sygnału pompującego ω p , jeśli różnicaczęstości ω p - ω s odpowiada częstościom wibracyjnym materiału, z którego zbudowanyjest światłowód.We wzmacniaczach na światłowodach domieszkowanych (ang. Doped Fiber Amplifier– DFA) używa się pompy optycznej do wzbudzenia jonów pierwiastków ziem rzadkichdo wyższych stanów energetycznych (np. erb [107], neodym [108], iterb [109, 110],prazeodym [111-113]). W zależności od zastosowanej domieszki uzyskuje się46

wzmocnienie w różnych zakresach długości fal stosowanych w technikachświatłowodowych (prazeodym, neodym – 1300 nm, erb – 1500-1600 nm). Wartorównież wspomnieć o wzmacniaczu na światłowodzie domieszkowanym bizmutem[114] (bismuth-doped silica amplifier), ze względu na bardzo szerokie (~300 nm)pasmo wzmocnienia pokrywające zarówno zakres 1300 nm jak i 1500 nm.Zarówno wzmacniacze Ramana jak i te pracujące na światłowodach domieszkowanychmogą zapewniać duże wzmocnienia przy niskim poziomie szumów. Niestety wymagająużycia wiązek pompujących o bardzo dużych mocach (nawet rzędu watów dlawzmacniaczy Ramana), co wiąże się ze znacznym wzrostem złożoności oraz kosztówukładu. W odróżnieniu od wspomnianych wzmacniaczy - półprzewodnikowywzmacniacz optyczny charakteryzuje się mniejszymi wzmocnieniami i większymiszumami. Jego zaletą są natomiast niskie koszty produkcji, kompaktowe rozmiary,pokrycie całego zakresu niskostratnej transmisji w światłowodzie oraz potencjalnamożliwość integracji w układach fotonicznych. Półprzewodnikowe wzmacniaczeoptyczne są średnio dwa razy tańsze od wzmacniaczy na światłowodachdomieszkowanych, a pompa do wzmacniaczy Ramana oznacza nawet 10-krotniewiększy koszt w porównaniu do SOA.Półprzewodnikowy wzmacniacz optyczny [115-118] (SOA – ang. SemiconductorOptical Amplifer) jest elementem optoelektrycznym realizującym wzmocnienie sygnałuoptycznego bez konwersji sygnału optycznego na elektryczny. Jego budowa jestidentyczna do lasera półprzewodnikowego o zredukowanym wpływie wnękirezonansowej (zakładane pojedyncze przejście przez ośrodek czynny).Półprzewodnikowy wzmacniacz optyczny jest sterowany prądowo. Nośnikiwstrzykiwane są w obszar ośrodka czynnego. Możliwe są trzy mechanizmy przejśćpromienistych: absorpcja wymuszona, gdy padający foton wymusza przejście nośnikado pasma przewodzenia; emisja spontaniczna – istnieje niezerowe prawdopodobieństwona jednostkę czasu, że nośnik (elektron) z pasma przewodzenia rekombinuje z dziurąz pasma walencyjnego z równoczesną emisja fotonu o przypadkowej fazie i kierunku;foton padający na obszar ośrodka czynnego może wymusić rekombinację elektronui dziury, z równoczesną emisją fotonu o tej samej fazie, energii i kierunku. W ostatnimprzypadku zarówno foton padający jaki i foton wymuszony mogą brać udziałw kolejnych aktach emisji wymuszonej. Przechodzące przez wzmacniacz47

promieniowanie, które mieści się w paśmie wzmocnienia, będzie zatem wzmacnianew wyniku emisji wymuszonej [119]:, (2.53)gdzie P wej i P wyj to odpowiednio moc na wejściu i wyjściu wzmacniacza, G jestcałkowitym wzmocnieniu przy jednokrotnym przejściu przez obszar wzmacniaczaoptycznego, Γ jest współczynnikiem wypełnienia, g jest współczynnikiem wzmocnieniaośrodka (ang. material gain), przez α oznaczono straty wewnętrzne, a L oznaczadługość ośrodka czynnego.Wraz ze wzrostem mocy sygnału wejściowego może dochodzić do redukcji inwersjiobsadzeń wynikającej z opróżniania pasma przewodnictwa z nośników przez emisjęwymuszoną i spontaniczną, co objawiać się będzie nasyceniem wzmocnienia.Należy zauważyć, że w obszarze ośrodka czynnego fotony emitowane w wynikuspontanicznej rekombinacji elektronów i dziur, mogą wymusić kolejne przejściapromieniste. W takiej sytuacji mówimy o wzmocnionej emisji spontanicznej(ASE - ang. Amplifier Spontaneous Emission). Należy zauważyć, że o ile emisjawymuszona będąca źródłem wzmocnienia zależy od mocy padającego promieniowania,emisja spontaniczna nie zależy od mocy światła na wejściu wzmacniacza. Możnapokazać, że:(2.54)Gdzie B o jest pasmem optycznym emisji spontanicznej, zaś n sp jest współczynnikiememisji spontanicznej:(2.55)Wzmocniona emisja spontaniczna ASE stanowi z jednej strony niepożądane tło, któredodaje się do sygnału użytecznego. Z drugiej zaś strony to właśnie ASE jestczynnikiem inicjującym budowanie się akcji laserowej.W wyniku zdudnień miedzy wzmacnianym sygnałem a tłem emisji spontanicznejpojawią się dodatkowe fluktuacje stanowiące dodatkowy szum w sygnalerejestrowanym przez detektor:48

(2.56)gdzie η jest wydajnością kwantową detektora, q jest wartością ładunku elektrycznego,zaś ρ ASE jest gęstością widmową wzmocnionej emisji spontanicznej.Warto również wspomnieć, że w przypadku niektórych półprzewodnikowychwzmacniaczy optycznych wzmocnienie może zależeć od stanu polaryzacji światła nawejściu wzmacniacza [120, 121]. Wynika to z faktu, że współczynnik wypełnieniaΓ jest inny dla modów TE i TM, co skutkuje różnicami we wzmocnieniu międzymodami TE oraz TM. Z tego powodu stosuje się we wnęce kontrolery polaryzacjipozwalające na dopasowanie stanu polaryzacji na wejściu i wyjściupółprzewodnikowego wzmacniacza optycznego.2.3.2. FILTR FABRY-PEROTAW opisywanym w niniejszej rozprawie laserze strojonym rolę elementuodpowiedzialnego za zmianę długości fali generowanego przez laser promieniowaniapełni filtr Fabry-Perota [122-124] (przyrząd opracowany przez francuskich fizykówCharlesa Fabry'ego i Alfreda Pérota). W najprostszej konfiguracji może mieć on postaćpłytki płasko równoległej o grubości d i współczynniku załamania n (Rys. 2. 13), lubdwóch równolegle umieszczonych zwierciadeł częściowo przeźroczystych(współczynnik odbicia R). W wyniku interferencji wielokrotnie odbitej od płaszczyznzwierciadła wiązki obserwuje się funkcję transmisji filtra Fabry-Perota w postaciszeregu maksimów interferencji.Rys. 2. 13 Wielowiązkowa transmisja i odbicie od płytki równoległej o grubości d i współczynnikuzałamania n.49

Funkcję transmisji (zwaną funkcja Airy’ego) można przedstawić w postaci (Rys. 2. 14):(2.57)gdzie F jest współczynnikiem finezji:(2.58)zaś δ jest różnicą fazy między kolejnymi wiązkami, które ulegają interferencji przytransmisji przez płytkę płasko równoległą:(2.59)Warunek interferencji spełniony jest, gdy:(2.60)Położenie kolejnych pików interferencji można określić na podstawie relacji:(2.61)Z powyższej relacji wydać, że dla wybranego rzędu m strojenie odbywać się możepoprzez zmianę współczynnika załamania n lub przez zmianę odległości powierzchni,między którymi zachodzi wielokrotne odbicie. Odstęp pomiędzy maksimamiinterferencji filtra Fabry-Perota nazywany jest odstępem międzymodowym lub wolnymzakresem widmowym (ang. FSR Free Spectral Range) i wynosi:(2.62)w dziedzinie częstości optycznych, lub:(2.63)w dziedzinie długości fali.50

Szerokość połówkową piku interferencji w dziedzinie częstości optycznych i długościfali przedstawiają wzory:(2.64)(2.65)Stosunek wolnego zakresu widmowego FSR do szerokości połówkowej pikurezonansowego nazywany jest finezją Ƒ:(2.66)Finezja jest bezwymiarową wielkością będącą miarą rozdzielczości układu Fabry-Perota.Rys. 2. 14 Symulacja transmisji filtra Fabry-Perot dla wybranych współczynników finezji : Ƒ =360(krzywa czarna), Ƒ =1,25 (krzywa czerwona) oraz Ƒ =0,17 (krzywa zielona). Niebieską krzywąprzerywaną oznaczono funkcję opisująca promieniowanie odbite.Warto zauważyć, że zakres strojenia po widmie emisji spontanicznej wzmacniaczaoptycznego nie powinien przekraczać wolnego zakresu widmowego FSR. Dzięki temuuniknie się dwuznaczności, jaką będzie równoczesna transmisja światła o częstościachodpowiadających dwóm kolejnym pikom interferencji ν m i ν m+1 . Jest to niekorzystna51

sytuacja z uwagi na fakt, że detekcja sygnału prążków interferencyjnych odbywa sięz użyciem fotodiody, która rejestruje sygnał natężeniowy pozbawiony informacjispektralnej. Informację ta można odzyskać tylko i wyłącznie, gdy przez filtr w jednejchwili czasu transmitowany jest zakres spektralny odpowiadający jednemu pikowiinterferencji filtra Fabry-Perota.W układzie lasera strojonego, który zostanie opisany w kolejnych podrozdziałachzastosowano światłowodową wersję przestrajalnego filtra Fabry-Perot. Na końcówkiświatłowodów napylone są zwierciadła częściowo przepuszczalne. Z zależności odproducenta jeden lub oba światłowody umieszczone są na piezoelemencie. Poprzezzmianę napięcia przyłożonego do piezoelementu można zmienić odległość międzykońcówkami światłowodów. Spowoduje to zmianę częstości ν m piku interferencjii pozwoli na strojenie częstości optycznych transmitowanych przez filtr Fabry-Perota.Warto zauważyć, że zmiana odległości między zwierciadłami (poprzez zmianęprzyłożonego napięcia) skutkować będzie zmianą wolnego zakresu widmowego FSR.Efekt ten będzie szerzej analizowany w podrozdziale 3.1.2 FILTR FABRY-PEROTA ZSZEROKIM ODSTĘPEM MIĘDZYMODOWYM.2.3.3. ROLA IZOLATORA OPTYCZNEGOIzolator optyczny [125] w układzie lasera strojonego pełni dwojaka rolę. Przedewszystkim stanowi element bierny wnęki lasera, który zabezpiecza wzmacniaczoptyczny przed niepożądanymi odbiciami wstecznymi mogącymi uszkodzić strukturęwzmacniacza, bądź zaburzyć jego pracę. Odbicia wsteczne musza być brane pod uwagę,jeśli uwzględnić element strojący opisany w poprzednim podrozdziale. InterferometrFabry-Perota posiada charakterystykę odbicia odwrotną do charakterystyki transmisji(Rys. 2. 14 krzywa przerywana niebieska).Drugą funkcją izolatora optycznego jest wymuszenie kierunku propagacjipromieniowania we wnęce rezonansowej lasera strojonego.2.3.4. ŚWIATŁOWODOWA PĘTLA OPÓŹNIAJĄCAJak wspomniano na początku rozdziału drugiego w opisywanym w niniejszej pracylaserze strojonym mamy do czynienia ze światłowodową wnęką rezonansową. Dlalasera pracującego w trybie synchronizacji modów wnęki wydłuża się ją do długości52

zędu nawet kilku kilometrów (patrz 2.3.6). Należy zatem zwrócić szczególną uwagę nazagadnienia tłumienności i dyspersji w użytym światłowodzie.Do czynników mających wpływ na tłumienność w światłowodzie należą: absorpcjacząsteczkowa, rozpraszanie Rayleigha, absorpcja przez jony OH - oraz absorpcja przezdomieszki w światłowodzie (Rys. 2. 15). Dla światłowodów SiO 2 najlepsze efektyuzyskuje się pracując w trzech zakresach spektralnych: 850, 1300 i 1550 nm. Dlazakresu w okolicach 850 nm tłumienność jest dosyć duża (2-3 dB/km). Względnie taniesą natomiast odbiorniki i nadajniki, co sprawiło, że to pasmo było wykorzystywane odpoczątków powstawania techniki światłowodowej (pierwsze pasmotelekomunikacyjne). Drugie pasmo telekomunikacyjne odpowiada długościom faliblisko 1300 nm, dla których tłumienność jest mniejsza niż 1dB/km. Najniższątłumienność (nawet poniżej 0,2 dB/km) uzyskano dla wprowadzonego do użytku naprzełomie XX i XXI wieku zakresu 1550 nm stanowiącego trzecie oknotelekomunikacyjne.Rys. 2. 15 Tłumienność współczesnych światłowodów (na podstawie [126]).Dość nieszczęśliwie się składa, że najmniejszą tłumienność uzyskuje się dla faldłuższych, dla których trudniej uzyskać wysokie rozdzielczość tomografu optycznego.Jak wspomniano wcześniej, ze względu na możliwość uzyskania dużego zakresuobrazowania w głąb przy akceptowalnej rozdzielczości osiowej, zdecydowano się napracę w zakresie 1300 nm. Jest to również dobry wybór mając na uwadze kilometryświatłowodu składające się na wnękę lasera strojonego. Oprócz zysku wynikającego ze53

stosunkowo niskiej tłumienności dla tego pasma, dodatkowym zyskiem jest minimalnadyspersja dla tego zakresu. W światłowodzie jednomodowym na dyspersjęchromatyczną składają się dyspersja materiałowa oraz dyspersja falowodowa.Dyspersja materiałowa (właściwości optyczne materiału, z którego zbudowany jestświatłowód zależą od częstotliwości) może być szacowana na podstawie zależności[127]:, (2.67)gdzie S o jest nachyleniem krzywej dyspersji (ang. dispersion slope), a λ o długością faliz zerową dyspersją materiałową (oba parametry podawane są przez producentówświatłowodów).Dyspersja falowodowa pojawia się, gdy efektywny współczynnik załamaniaoddziaływujący z danym modem zależy od częstotliwości. Wynika z zmian podziałumocy modu pomiędzy rdzeń i płaszcz (światło rozchodzi się nie tylko w rdzeniu ale teżi w płaszczu światłowodu). Przy projektowaniu światłowodu wartość dyspersjifalowodowej może zostać tak dobrana, aby przesunąć długości fali z zerową dyspersją(światłowody z przesuniętą dyspersją).2.3.5. LASER STROJONY ZE ŚWIATŁOWODOWĄ WNĘKĄ PIERŚCIENIOWĄAby lepiej zrozumieć ideę działania lasera strojonego z synchronizacją modów wnękiwarto zacząć rozważania od najprostszej konfiguracji lasera strojonego. Światłowodowawnęka pierścieniowa zawiera elementy wpływające na parametry pracy lasera(Rys. 2. 16): półprzewodnikowy wzmacniacz optyczny (SOA), izolatory optyczne,światłowodowy przestrajalny filtr Fabry-Perota oraz sprzęgacz wyjściowy. Jeżeliwzmocnienie wzmacniacza różni się w zależności o stanu polaryzacji światła na jegowejściu, do wnęki rezonansowej dodaje się kontrolery polaryzacji pozwalającedopasować stan polaryzacji światła propagującego się przez wnękę.54

Rys. 2. 16 Schemat budowy wnęki rezonansowej lasera strojonego. Ośrodek czynny w postacipółprzewodnikowego wzmacniacza optycznego sterowany jest prądowo, zaś flirt światłowodowyFabry-Perota sterowany jest za pomocą sygnału sinusoidalnego o zadanej amplitudzie, częstotliwościoraz składowej stałej napięcia. Strzałka wewnątrz wnęki lasera przedstawia kierunek propagacji światła.Wzmocniona emisja spontaniczna ASE wzmacniacza optycznego stanowi czynnikinicjujący pracę lasera. Jej widmo można przybliżyć funkcją o kształcie gaussowskim.Szerokość połówkowa oraz natężenia ASE zależy od prądu sterowania I SOA 5 . Światłoo szerokim paśmie optycznym pada na światłowodowy, przestrajalny filtr Fabry-Perota, do którego przyłożono pewne napięcie V. Przyłożonemu napięciu odpowiadapewna odległość między końcówkami światłowodów (pokrytych zwierciadłami) filtraFabry-Perota, a tej odległości z kolei odpowiada położenie piku interferencyjnego.Przez filtr Fabry-Perota transmitowane jest tylko światło odpowiadające położeniu pikuinterferencyjnego, o ile częstotliwość odpowiadająca pikowi interferencyjnego mieścisię w paśmie częstotliwości wzmocnionej emisji spontanicznej ASE. Światłoo szerokości spektralnej zadanej przez szerokość połówkową piku interferencyjnegopropaguje się przez wnękę lasera. Zgodnie z podziałem właściwym dla użytegosprzęgacza światłowodowego, część światła opuszcza wnękę lasera i może być użytaw układzie tomografu optycznego. Pozostała części jest wzmacniana przy przejściuprzez wzmacniacz optyczny i ponownie przechodzi przez filtr Fabry-Perota. Dopókinapięcie przyłożone do filtra Fabry-Perota nie ulegnie zmianie, pozycja spektralna piku5 Zmiana wzmocnionej emisji spontanicznej w zależności od prądu pompowania dla rzeczywistegopółprzewodnikowego wzmacniacza optycznego przedstawiona zostanie w rozdziale 3.1.155

interferencyjnego również nie ulegnie zmianie. Przy odpowiedniej ilości obiegówświatła przez wnękę wzmocnienie dorównuje stratom wnęki i na wąskim zakresiespektralnym danym szerokością połówkową piku interferencyjnego ustala się akcjalaserowa. W następnym kroku zmieniane jest napięcie sterujące filtrem Fabry-Perota,co powoduje przesunięcie piku interferencyjnego. Ponownie po odpowiedniej ilościobiegów światła przez wnękę ustala się akcja laserowa dla nowej pozycji spektralnej.W ten właśnie sposób odbywa się strojenie długości fali generowanej na wyjściu lasera.Aby strojenie odbywało się automatycznie zadaje się sinusoidalny sygnał sterującyfiltrem Fabry-Perota. Od amplitudy sygnału sterującego zależał będzie zakresspektralny generowanego promieniowania. Z każdym okresem funkcji sterującejskanowanie odbywa się od fal krótszych do fal dłuższych i z powrotem. Zatemefektywna częstotliwość pracy lasera będzie dwukrotnie większa. W sytuacji takiejmówimy, że laser pracuje dwukierunkowo (ang .bidirectional).Przy każdej zmianie napięcia sterującego filtrem Fabry-Perota (co odpowiada zmianiepołożenia piku interferencji) akcja laserowa budowana jest od poziomu wzmocnionejemisji spontanicznej ASE. Czas pełnego obiegu światła przez wnękę zależy od długościwnęki pierścieniowej L oraz współczynnika załamania wnęki n. Częstotliwośćskanowania filtrem Fabry-Perota o szerokości połówkowej piku interferencji δλ pozakresie spektralnym ∆λ, przy założeniu pojedynczego obiegu przez wnękę, możnazapisać w postaci:(2.68)gdzie parametr η wprowadzony został, aby uwzględnić większa prędkość w środkuprzedziału skanowania w porównaniu ze skanowaniem liniowym (η=1/π).Powyżej tej częstotliwości układ pracuje raczej jako przestrajane źródło wzmocnionejemisji spontanicznej niż jako laser strojony. Widać wyraźnie, że sposobem nazwiększenie częstotliwości pracy lasera jest skrócenie wnęki rezonansowej, co jestograniczone ze względu na skończone rozmiary elementów składowych wnękirezonansowej [24]. Jeżeli założymy δλ = 0,13 nm, ∆λ=130 nm, n=1,46 i długość wnękiL=3 m otrzymamy częstotliwość skanowania dla pojedynczego obiegu światła przezwnękę równą w przybliżeniu 21,8 kHz. Sposób na ominięcie wspomnianego56

ograniczenia związanego z częstotliwością skanowania lasera strojonegozaprezentowany zostanie w następnym podrozdziale.2.3.6. LASER STROJONY Z SYNCHRONIZACJĄ MODÓW WNĘKIJednym z ograniczeń opisywanej w poprzednim rozdziale konfiguracji wnęki laserastrojonego jest trudność w uzyskiwaniu dużych częstotliwości skanowania. Pokazano,że zwiększenie częstotliwości można uzyskać poprzez skrócenie długości wnękirezonansowej. Okazuje się, że znacznie lepsze efekty można uzyskać postępują zgołaodmiennie – wydłużając wnękę światłowodową do długości rzędu kilku kilometrów(Rys. 2. 17). Biorąc pod uwagę wcześniejsze rozważania działanie takie powinnoprowadzić do znacznego zmniejszenia częstotliwości skanowania, która pozwalała byjeszcze na budowanie się akcji laserowej.Rys. 2. 17 Schemat budowy wnęki rezonansowej lasera strojonego z synchronizacją modów wnęki.Z długością wnęki wiąże się pewna charakterystyczna częstotliwość obiegu światła przez wnękę.Załóżmy, że filtr Fabry-Perota strojony jest z dużą częstotliwością. W kolejnychchwilach czasu filtruje on z emitowanego przez wzmacniacz optyczny widma ASEwąskie spektralnie linie, które propagują się kolejno przez wydłużoną wnękę lasera, sąwzmacniane przy przejściu przez wzmacniacz SOA i ponownie padają na filtr Fabry-Perota. Jeżeli zsynchronizujemy częstotliwość pracy filtra z pewną charakterystycznączęstotliwością wynikającą z czasu obiegu światła przez wnękę lasera, zagwarantujemy,że pik transmisji filtra ustawiony będzie w pozycji spektralnej pozwalającej natransmisję wzmocnionego wcześnie przez SOA promieniowania. W dalszej części57

pracy tą charakterystyczną częstotliwość nazywać będziemy częstotliwościąrezonansową wnęki laserowej.(2.69)Akcja laserowa nie musi się w tym przypadku budować z tła wzmocnionej emisjispontanicznej ASE dla każdej zmiany napięcia na filtrze Fabry-Perota. Przeciwniekrótko po uruchomieniu układu akcja laserowa ustala się dla wszystkich długości falizawartych w wybranym zakresie skanowania filtra Fabry-Perota. Laser strojonypracujący w opisanej konfiguracji nazywa się laserem z synchronizacją modóww dziedzinie częstości (ang. Fourier Domain Mode Locking) – FDML, nazwazaproponowana przez prof. Hubera z uniwersytetu Ludwika-Maksymilianaw Monachium, który jako pierwszy opisał podstawy działania lasera FDML [26]).W rzeczywistych układach f Fabry-Perot nie musi dokładnie równać się f wnęka , aby uzyskaćakcję laserową. Należy natomiast zadbać o to aby różnica między czasem obieguświatła przez wnękę, a okresem sygnału sterującego filtrem Fabry-Perota była mniejszaniż:(2.70)Warto zauważyć, że sterować filtrem Fabry-Perota możemy z częstotliwością równączęstotliwości rezonansowej wnęki lasera f wnęka , jak i jej całkowitymi wielokrotnościami[128].58

3. UKŁAD EKSPERYMENTALNYOpisana w tym rozdziale część eksperymentalna pracy doktorskiej dotyczyć będzieporównania możliwych realizacji wnęki lasera strojonego z synchronizacją modówwnęki. Do oceny niektórych parametrów pracy lasera użyto układówinterferometrycznych, które mogą różnić się konfiguracją w zależności od zastosowaniaoraz użytego lasera. Ponadto opisano sposób rejestracji sygnału prążkówinterferencyjnych oraz sposoby generacji prążków referencyjnych, wymaganych dokalibracji układu.3.1. LASER STROJONY Z SYNCHRONIZACJĄ MODÓW WNĘKIW ramach prac nad rozprawą doktorską zdecydowano się na budowę układu laserastrojonego z synchronizacją modów wnęki, jako źródła pozwalającego uzyskiwaćbardzo duże szybkości układów ssOCT. Parametry pracy lasera silnie zależą od wyboruoraz sposobu użycia elementów składowych wnęki. Przed przystąpieniem do budowylasera należy zmierzyć charakterystyki elementów wnęki. Pozwoli to na wybranieodpowiedniej konfiguracji lasera w zależności od pożądanych parametrów jego pracy(częstotliwość, zakres widmowy generowanego promieniowania, moc wyjściowa).3.1.1. ROLA PÓŁPRZEWODNIKOWEGO WZMACNIACZA OPTYCZNEGOPółprzewodnikowy wzmacniacz optyczny SOA (ang. Semiconductor Optical Amplifier)pełni rolę ośrodka czynnego lasera i jest jednocześnie elementem inicjującym akcjęlaserową. W opisywanym eksperymencie używane są wzmacniacze optyczne firmyCovega zamknięte w 14-złączowej obudowie motylkowej (ang. 14-pin ButterflyPackage) ze zintegrowanym termistorem. Wzmacniacz SOA sterowany jest prądowo zapomocą kontrolera (Thorlabs ITC510), który umożliwia także regulację temperaturywzmacniacza, z możliwością niezależnego doboru nastaw członu proporcjonalnego (P),całkującego (I) lub różniczkującego (D) regulatora PID.Wzmacniacz półprzewodnikowy testowany był za pomocą prostego układueksperymentalnego (Rys. 3. 1). Przy braku sygnału na wejściu wzmacniacza SOA2(I SAO1 = 0 mA) na jego wyjściu obserwuje się wzmocnioną emisję spontaniczna ASE,która w układzie docelowym inicjuje akcję laserową lasera strojonego.59

Rys. 3. 1 Schemat układu eksperymentalnego do pomiaru charakterystyk półprzewodnikowegowzmacniacza optycznego SOA. IO – izolator optyczny, OSA – analizator widma optycznego (ang.Optical Spectrum Analyzer)Charakterystyka spektralna emisji spontanicznej ASE mierzona była z użyciemoptycznego analizatora widma OSA (AQ 6370, Yokogawa, maksymalna rozdzielczość0,02 nm), zaś moc promieniowania za pomocą miernika mocy (PM122D, Thorlabs).Pomiaru dokonano dla prądów pompowania I SAO2 z zakresu 50-650 mA z krokiem50 mA (Rys. 3. 2 a)).Rys. 3. 2 a) trójwymiarowa prezentacja zmiany kształtu widma wzmocnionej emisji spontanicznej ASEpółprzewodnikowego wzmacniacza optycznego SOA dla różnych prądów pompowania, b) zależnośćszerokości połówkowej widma ASE od prądu wzmacniacza, c) zmiana centralnej długości fali widmaASE w funkcji prądu pompowania wzmacniacza, d) moc wyjściowa wzmocnionej emisji spontanicznejmierzona za izolatorem optycznym dla wybranych prądów pompowania.Dla rosnących wartości prądu obserwuje się wzrost szerokości połówkowej widmawzmocnionej emisji spontanicznej (Rys. 3. 2 b)) oraz przesunięcie jej centralnejdługości fali w stronę fal krótszych (Rys. 3. 2 c)). Wzrostowi wartości prądu60

pompowania towarzyszy także wzrost mierzonej mocy wyjściowej wzmacniacza – ażdo wartości 3,12 mW dla prądu I SOA2 =650 mA (Rys. 3. 2 d)).Należy pamiętać, że przedstawione tutaj pomiary charakterystyki półprzewodnikowegowzmacniacza optycznego, to w rzeczywistości charakterystyki układu wzmacniaczSOA plus izolator optyczny. Uwzględniają one zatem straty mocy przy przejściu przezizolator oraz na elementach łączących, jak i kształt pasma transmisji izolatora.3.1.2. FILTR FABRY-PEROTA Z SZEROKIM ODSTĘPEM MIĘDZYMODOWYMNajważniejszym elementem wnęki lasera strojonego z synchronizacją modów wnękijest strojony, światłowodowy filtr Fabry-Perota. Odpowiada on za strojenie długości faliemitowanego przez laser promieniowania. Opisywany w niniejszym rozdziale laserstrojony pracuje z filtrem Fabry-Perota firmy LambdaQuest (X348). Jest to filtrFabry-Perota wykonany w technologii światłowodowej, z napylonymi na końcówkiświatłowodów warstwami odbijającymi (Rys. 3. 3). Światłowody zamocowane są doprzetwornika piezoelektrycznego, co przez zmianę przyłożonego napięcia pozwalasterować odległością d między końcówkami światłowodów, a to z kolei przekłada się nazmianę długości fali linii transmitowanej przez filtr Fabry-Perota.Rys. 3. 3 Schemat ideowy budowy strojonego, światłowodowego filtra Fabry-Perota (a). Na końcówkiświatłowodów, zamocowanych do przetwornika piezoelektrycznego (P), naniesiono warstwy odbijające(R). Odległością d między końcówkami światłowodów steruje się poprzez przyłożone do przetwornikanapięcie. b) zdjęcie filtra Fabry-Perota użytego w opisywanych badaniach z widocznym wejściemi wyjściem światłowodowym oraz przewodami, do których przykładane jest napięcie sterujące.Przed przystąpieniem do budowy lasera należy zbadać charakterystyki filtraFabry-Perota w celu ustalenia odpowiednich parametrów jego pracy.W prezentowanych pomiarach wzmacniacz optyczny SOA (COVEGA BOA-4122)z ustawionym maksymalnym dopuszczalnym prądem pompowania pełni rolę61

szerokopasmowego źródła światła (Rys. 3. 4). Pomiar widma transmisji prowadzonoz użyciem optycznego analizatora widma. Filtr Fabry-Perota sterowany jest napięciemsinusoidalnym o amplitudzie U AC z dodaną składową stałą o wartości U offset . Układdodawania składowej stałej napięcia („bias tee” – charakterystyczny obwód w kształcielitery T - patrz dodatek B) tworzy razem z obwodem elektrycznym filtra Fabry-Perotaukład RLC. Sterowanie takiego układu dla dużych częstotliwości (do generacji sygnałusinusoidalnego użyto generatora TTi TGA12102) wymaga dostarczenia znacznychmocy, dlatego stosuje się wzmacniacz mocy elektrycznej. Tę funkcję może pełnićstandardowy wzmacniacz audio. W naszych eksperymentach użyliśmy wzmacniaczaONKYO TX-SR 505 EB.Rys. 3. 4 Schemat układu eksperymentalnego do pomiaru charakterystyk strojonego, światłowodowegofiltra Fabry-Perota. IO – izolator optyczny, OSA – analizator widma optycznego (ang. Optical SpectrumAnalyzer)W zależności od wybranej wartości składowej stałej napięcia U offset oraz parametrówsamego filtra Fabry-Perota (wartość FSR) na analizatorze widma obserwować będziemyjedno lub kilka maksimów transmisji filtra. Obecność kilku pików transmisji świadczyo tym, że dla wybranego U offset wolny zakres widmowy FSR jest mniejszy niż szerokośćspektralna wzmocnionej emisji spontanicznej ASE. Wybierając najwyższąrozdzielczość analizatora widma (0,02 nm) oraz zmniejszając odpowiednio zakresanalizy obserwować można pojedynczą linię transmisji filtra Fabry-Perotaz dokładnością pozwalającą na pomiar szerokości połówkowej tejże linii (Rys. 3. 5).Dla użytego w eksperymencie filtra Fabry-Perota szerokość ta wynosiła 0,14 nm(wyliczona z danych producenta (FSR=160 nm oraz finezja Ƒ =700) szerokość liniiwynosi 0,23 nm).62

Rys. 3. 5 Funkcja transmisji filtra o zmierzonej szerokości linii równej 0,21 nm dla wybranego zakresuanalizy równego 6 nm i rozdzielczości analizatora widma równej 0,02 nm. Krzywa czerwona przedstawiaodpowiadające temu samemu zakresowi widmo promieniowania odbitego od filtra.Znaczna część promieniowania padającego na filtr Fabry-Perota jest od niego odbijana(Rys. 3. 5 krzywa czerwona). Użycie izolatora optycznego między wzmacniaczemoptycznym a filtrem Fabry-Perota zabezpiecza wzmacniacz SOA przed światłemodbitym, które mogło by uszkodzić sam wzmacniacz lub wywołać dodatkowe,niepożądane akty emisji spontanicznej.Dla wartość składowej stałej napięcia U offset zmienianej od -16 V do 30 V zmierzono zapomocą optycznego analizatora widma długości fali odpowiadające obserwowanymmaksimom transmisji (Rys. 3. 6). Dla niektórych wartości składowej stałej napięciaU offset obserwuje się jednocześnie dwie linie transmisji filtra Fabry-Perota. Laserstrojony generujący w jednej chwili czasu promieniowanie odpowiadające dwómróżnym liniom transmisji filtra Fabry-Perota stałby się bezużyteczny jako źródło światław tomografii optycznej OCT. Ponieważ w układach ssOCT za rejestrację sygnałuprążków odpowiada fotodioda, detekcja w jednej chwili czasu przyczynków do sygnałuinterferencyjnego pochodzących od dwóch różnych linii transmisji filtra Fabry-Perota,spowodowałaby zaburzenia w sygnale prążków interferencyjnych uniemożliwiająceprawidłowe obrazowanie. W związku z powyższym maksymalne użyteczne zakresystrojenia badanego filtra Fabry-Perota umożliwiające pracę na pojedynczej, strojonejw czasie linii transmisji wynosić będą 100 nm, 70 nm oraz 20 nm dla składowej stałejnapięcie odpowiednio ~-5V, ~10V oraz ~20V. W rzeczywistości dla lasera strojonegopracującego z badanym filtrem Fabry-Perota uzyskuje się znacznie większe zakresyspektralne strojenia (nawet ponad 100nm dla składowej stałej napięcia ~8V). Wynikaćto może z faktu, że zazwyczaj w układzie lasera wzmacniacz optyczny SOA pracuje dla63

znacznie mniejszych wartości prądu pompowania, dla których szerokość widmowawzmocnionej emisji spontanicznej jest zredukowana w stosunku sytuacji, gdypracujemy dla maksymalnych wartości I SOA .Rys. 3. 6 Zależność transmitowanych przez filtr Fabry-Perota długości fali od składowej stałej napięcia.Kolorami oznaczono kolejne linie transmisji, zaś kolorowe prostokąty przedstawiają zakresy napięćodpowiadające pracy filtra Fabry-Perota, gdy tylko jedna linia jest transmitowana. Poziome linieprzerywane wyznaczają wartości składowej stałej , dla których obserwuje się dwie linie transmisji.Dla filtru LambdaQuest wzrost przyłożonego napięcia powoduje wzrost odległościd między zwierciadłami co zgodnie z relacjami (2.61) i (2.63) prowadzić będzie dozwiększenia długości fali transmitowanego promieniowania oraz zawężenia wolnegozakresu widmowego FSR. Spotkać można rozwiązania (np. jeden z modeli filtra Fabry-Perot firmy Micron Optics), gdy odległość między zwierciadłami maleje ze wzrostemprzyłożonego napięcia. W tym przypadku dla rosnącego napięcia obserwowaćbędziemy zmianę długości fali transmitowanej od fal dłuższych do fal krótszych, zaśkorzystniejsze wartości zakresu strojenia uzyska się dla dodatnich wartości offsetunapięcia stałego.Filtr Fabry-Perota jest elementem odpowiedzialnym za strojenie długości faligenerowanego przez laser promieniowania, zatem szybkość pracy układu ssOCTzależeć będzie od częstotliwości sygnału sterującego filtrem Fabry-Perota. Bardzo64

często stosuje się sygnał sterujący o częstotliwości większymi niż maksymalniezalecane przez producenta wartości, czyli czterdzieści kiloherców. Aby dobraćodpowiednią częstotliwość pracy filtra Fabry-Perota należy przeprowadzić pomiarparametrów jego pracy w funkcji częstotliwości. W tym celu ustawia się wartośćskładowej stałej napięcia U offset taką, aby pozycja maksimum transmisji odpowiadałacentralnej długości fali widma ASE wzmacniacza optycznego (dla I SOA = 650 mA). Dlaustalonej wartości amplitudy sygnału sterującego oraz wzmocnienia wzmacniaczamocy, mierzono za pomocą optycznego analizatora widma zakresy skanowania filtraFabry-Perota w funkcji częstotliwości napięciowego sygnału sterującego. Częstotliwośćzmieniano w zakresie 0,5 – 200 kHz z krokiem 0,5 kHz. Analiza kształtu krzywejprzedstawiającej zależność zakresu skanowania do częstotliwości pracy filtra Fabry-Perota (Rys. 3. 7 krzywa zielona) pozwala na wybranie częstotliwości sygnałusterującego, dla których uzyskuje się największe zakresy skanowania.Dla badanego filtra Fabry-Perota (Lambda Quest X348) najkorzystniejsze zakresyskanowania uzyskuje się dla częstotliwości ok. 54 kHz, zaś dla częstotliwości wyższychok. 165 kHz. Uzyskanie równie dużych wartości zakresu skanowania dla częstotliwościodpowiadających minimum krzywej (ok. 135 kHz) wymaga zwiększenia amplitudynapięcia sterującego oraz zwiększenia wzmocnienia wzmacniacza mocy. Dostarczeniewiększej mocy elektrycznej do filtra Fabry-Perota powoduje wzrost jego temperatury(najprawdopodobniej wzrasta temperatura piezoelementu, do którego zamocowany jestświatłowód i to powoduje wzrost temperatury obudowy filtra Fabry-Perota). FiltrFabry-Perota w takich warunkach pracuje niestabilnie. W wyniku wzrostu temperaturyzakres skanowania ulega przesunięciom w dziedzinie długości fali nawet o kilkanaścienm w ciągu kilku minut. Powoduje to konieczność ciągłej kontroli składowej stałejnapięcia w celu ponownego przesunięcia zakresu skanowania od obszaruodpowiadającego centrum widma wzmocnionej emisji spontanicznej ASE.Rozwiązaniem problemu mogłaby być regulacja temperatury filtra Fabry-Perota.Ponieważ charakterystyki częstotliwościowe filtrów Fabry-Perota mogą się różnić(patrz Rys. 3. 7), przez przystąpieniem do konstruowania wnęki lasera strojonego,należy zbadać działanie każdego nowo nabytego filtra Fabry-Perota w celu wybraniaoptymalnych częstotliwości pracy.65

Rys. 3. 7 Zmiana optycznego zakresu skanowania filtra Fabry-Perota w funkcji częstotliwości sygnałusterującego. Krzywa zielona – filtr firmy Lambda Quest (X348), krzywa niebieska – filtr firmy MicronOptics (TF28DP).Filtr Fabry-Perota sterowany jest sinusoidalnym sygnałem napięciowym. Z tegopowodu w każdym okresie pracy filtra jego transmisja zmienia się do fal krótszych dofal dłuższych i następnie od fal dłuższych do fal krótszych. Transmisję filtra dlarosnących a następnie malejących wartości przyłożonego do piezoelementu napięciazbadano zmieniając składową stałą napięcia stałego w zakresie 0-29 V (przyamplitudzie sygnału sterującego równej zero). Dokonano pomiaru długości falitransmitowanej odpowiadającej wybranej linii transmisji filtra Fabry-Perota.Zaobserwowane zmiany długości fali mają charakter krzywej histerezy (Rys. 3. 8). Jejwpływ na promieniowanie generowane przez laser pracujący z filtrem Fabry-Perotaopisane zostanie w kolejnym podrozdziałach.Rys. 3. 8 Histereza filtra Fabry-Perot dla wybranej linii transmisji. Dane dla filtra Lambda Quest (X348).66

3.1.3. ŚWIATŁOWODOWA PĘTLA OPÓŹNIAJĄCAŚwiatłowodowa pętla opóźniająca jest istotnym elementem lasera strojonegoz synchronizacją modów wnęki. Częstotliwość pracy filtra Fabry-Perota, pozwalającana wspomnianą synchronizację, zależy zgodnie z relacją (2.64) od długości tej pętli.Autor niniejszej rozprawy miał do dyspozycji szereg pętli światłowodowych(światłowód jednomodowy Corning SMF-28) o długościach od 50 m do 4 km, coodpowiada częstotliwościom rezonansowym wnęki f wnęka od 50 kHz (dla 4 km) do4 MHz (dla 50m). Pozwala to na dobór długości wnęki lasera odpowiadającejczęstotliwości dobranej odpowiednio na podstawie charakterystyki filtra Fabry-Perota(Rys. 3. 7). Oprócz długości samej pętli należy także uwzględnić długościświatłowodów pozostałych elementów składowych wnęki lasera (półprzewodnikowywzmacniacz optyczny, izolatory, filtr Fabry-Perota oraz sprzęgacz wyjściowy), które pozsumowaniu dają długość ok. 20m.Ze względu na efekt termo optyczny dość istotnym czynnikiem dla stabilnej pracylasera może okazać się utrzymanie stałej temperatury środowiska, w którym pracujelaser. Dla 1km odcinka światłowodu zmiana temperatury o jeden stopień Kelvina możeodpowiadać zmianie długości światłowodu o kilkanaście centymetrów i w efekciezmianie częstotliwości rezonansowej wnęki o 20-30 Hz.Tłumienność użytych pętli światłowodowych szacowana jest na poziomie poniżej0,34 dB/km. Bardziej istotnym parametrem jest nachylenie krzywej dyspersjiS o (ang. zero dispersion slope) równe 0,092 ps/(nm 2 km) dla zerowej dyspersjiprzypadającej na 1317 nm.Na podstawie wartości S o i relacji (2.67) wyliczono opóźnienie grupowe w ps dlakolejnych długości fali z zakresu 1217-1417 nm w stosunku do długości fali 1317 nm,dla której dyspersja materiałowa równa jest zero (Rys. 3. 9). Biorąc pod uwagęwyliczone opóźnienia można oczekiwać większego wpływu dyspersji na pracę laseradla dużych zakresów skanowania filtra Fabry-Perota. Z drugiej strony wpływ dyspersjiwzrośnie dla dłuższych pętli światłowodowych, co odpowiada niższymczęstotliwościom rezonansowym wnęki lasera, a zatem niższym częstotliwościom pracyfiltra.67

Rys. 3. 9 Opóźnienie grupowe dla wybranych długości światłowodu (1km – kolor czarny, 2km – kolorczerwony, 3km – kolor zielony, 4km – kolor niebieski) oszacowane na podstawie podanego przezproducenta nachylenia krzywej dyspersji.3.1.4. TESTOWANE KONFIGURACJE WNĘKI REZONANSOWEJTesty parametrów pracy lasera strojonego z synchronizacją modów wnękiprzeprowadzono dla dwóch konfiguracji wnęki lasera różniących się umiejscowieniemfiltra Fabry-Perota (Rys. 3. 10). W konfiguracji numer jeden filtr Fabry-Perotaumieszczono przed sprzęgaczem wyjściowym, zaś w konfiguracji drugiej zasprzęgaczem wyjściowym. Testy przeprowadzono dla różnych współczynnikówpodziału sprzęgacza wyjściowego. W pełni kontrolowany dobór parametrów pracylasera strojonego wymagał jednoczesnej kontroli mocy wyjściowej generowanego przezlaser promieniowania, jaki i kształtu widma dla promieniowania generowanego przezlaser. Za sprzęgaczem wyjściowym lasera umieszczono dodatkowy sprzęgaczo współczynniku podziału 90/10. 10% promieniowania wyjściowego lasera kierowanebyło na optyczny analizator widma, zaś pozostała część kierowana była na miernikmocy.Zanim przystąpiono do pomiarów oszacowano maksymalne dopuszczane mocewyjściowe lasera, przy których zachowany jest limit maksymalnej dopuszczalnej mocyna wejściu filtra Fabry-Perota (20 mW). Obliczenia przeprowadzono przyuwzględnieniu danych katalogowych filtra (straty przy przejściu światła przez filtroszacowano na 2.5 dB) i sprzęgaczy światłowodowych o różnych współczynnikachpodziału. W celu zminimalizowania dodatkowych strat na łączeniach elementów68

światłowodowych, każdorazowo przy zmianie konfiguracji wnęki lasera dokładniekontrolowano stan końcówek światłowodu. Dane zebrano w Tabeli 1. Uwzględnionotylko te konfiguracje, dla których większość część promieniowania padającego nasprzęgacz wyjściowy kierowana jest na wyjście lasera.Rys. 3. 10 Schematy budowy testowanych konfiguracji wnęki laserowej. Poniżej schemat podstawowegoukładu do pomiaru parametrów pracy lasera.Tabela 1 Maksymalne dopuszczalne moce wyjściowe lasera dla różnych współczynników podziałusprzęgacza wyjściowego. Współczynnik podziału 70/30 oznacza, że 70 % promieniowania laseraopuszcza wnękę. P WY to moc wyjściowa lasera, zaś P MM to moc, która powinna być obserwowana namierniku mocy (patrz Rys. 3. 10) dla danej P WY .Konfiguracja IKonfiguracja IIWspółczynnikpodziału sprzęgaczawyjściowegoP WY P MM[mW] [mW]Współczynnikpodziału sprzęgaczawyjściowegoP WY P MM[mW] [mW]70/30 6,61 5,86 70/30 50,23 44,880/20 7,6 6,74 80/20 79,22 70,390/10 8,87 7,87 90/10 198,2 175,8Dla obu testowanych konfiguracji zastosowano pętlę światłowodową o długość 3,7 km,Po uwzględnieniu pozostałych komponentów światłowodowych wnęki lasera dało toczęstotliwość rezonansową wnęki ok. 54,6 kHz. Dla wszystkich możliwychkonfiguracji zebranych w Tabeli 1 ustawiono taką wartość prądu pompującego I SOA ,69

aby uzyskać moc wyjściową lasera na poziomie wyliczonych wcześniej wartości.Amplituda sygnału sterującego była dobrana tak, aby szerokość spektralnagenerowanego przez laser promieniowania była stała dla każdej z konfiguracjii wynosiła 98 nm. Częstotliwość sygnału sterującego filtrem Fabry-Perota dobranomaksymalizując moc wyjściową lasera. Zmierzone wartości mocy wyjściowej laseraoraz parametry jego pracy dla każdej z kombinacji wnęki laserowej zebrano w Tabela 2.Tabela 2 Maksymalne dopuszczalne moce wyjściowe lasera dla różnych współczynników podziałusprzęgacza wyjściowego. Oznaczenie 70/30 dotyczy sytuacji, gdy, że 70 % promieniowania laserakierowane jest ku wyjściu lasera. Przez P WY oznaczono moc wyjściowa lasera, zaś P MM to moc, którapowinna być obserwowana na mierniku mocy (patrz Rys. 3. 10) dla danej P WY .Współczynnik podziału sprzęgaczawyjściowegoKonfiguracja II SOAP MMf Fabry-Perot[mA][mW][kHz]70/30 226,8 5,81 54,608780/20 230,8 6,60 54,608290/10 275,8 7,72 54,6077Współczynnik podziału sprzęgaczawyjściowegoKonfiguracja III SOAP MMf Fabry-Perot[mA][mW][kHz]70/30 496,4 44,60 54,607580/20 696 70,45 54,608290/10 696 68,97 54,6087Dla drugiej z testowanych konfiguracji wnęki lasera szacowane wartości mocywyjściowych przewyższają 40 mW będące wartością maksymalnej dopuszczalnej mocydla użytego w eksperymencie miernika mocy. W celu zabezpieczenia miernika przeduszkodzeniem, użyto dodatkowych sprzęgaczy światłowodowych podłączonychmiędzy wyjście lasera strojonego a sprzęgacz 90/10 użyty w układzie pomiarowym.Uzyskano w ten sposób osłabienie promieniowania lasera do bezpiecznej wartościmocy poniżej 40 mW. Zebrane w Tabeli 2 wartości mocy wyjściowej lasera strojonegozostały przeliczone z uwzględnieniem strat wynikających z użycia dodatkowychsprzęgaczy światłowodowych.70

Warto zauważyć, że dla drugiej z testowanych konfiguracji wnęki i użytych sprzęgaczyświatłowodowych o współczynnikach podziału 80/20 i 90/10 nie udało się uzyskaćszacowanych maksymalnych mocy wyjściowych lasera strojonego. Nie pomogło w tejsytuacji także zwiększenie maksymalnego prądu ISOA z 650 mA na 696 mA.Obserwowane ograniczenie mocy wyjściowej może być efektem nasycenia sięwzmocnienia półprzewodnikowego wzmacniacza optycznego.Podsumowując dotychczasowe obserwacje możemy dokonać podziału obuz testowanych konfiguracji wnęki ze względu na poziomy mocy wyjściowych lasera.Umieszczenie filtra Fabry-Perota przed sprzęgaczem wyjściowym uniemożliwiaosiągnięcie mocy wyjściowych powyżej 10 mW. Sytuacja stanie się jeszcze bardziejniekorzystna, gdy użyty zostanie filtr Fabry-Perota o większej finezji niż testowanytutaj. Większa finezja oznacza mniejsze dopuszczalne wartości mocy promieniowaniana wejściu filtra. Dla przykładu finezja filtra Fabry-Perota firmy Micron Optics wynosi2110 (finezja testowanego tutaj filtra Lambda Quest równa jest 700) podczas, gdy limitmocy na wejściu tegoż filtra wynosi zaledwie 15mW.3.1.5. WIDMO OPTYCZNE LASERANiezależnie od pomiarów mocy wyjściowej przeprowadzano za pomocą optycznegoanalizatora widma pomiary widma emisji lasera strojonego z synchronizacją modówwnęki. W dla konfiguracji wnęki, gdzie filtr Fabry-Perota umieszczony jest przedsprzęgaczem wyjściowym - filtruje on wzmocnioną emisję spontaniczną ASE, stąd tłoemisji spontanicznej jest w tym przypadku zminimalizowane (Rys. 3. 11). Zauważalneprzesunięcie widma w stronę fal krótszych wynika z faktu, iż w konfiguracji wnękiz różnym współczynnikiem podziału sprzęgacza wyjściowego (70/30, 80/20 i 90/10)w celu uzyskania maksymalnych dopuszczalnych mocy wyjściowych zwiększano prądpompowania I SOA (patrz Tabela 2). Pokazano już wcześniej, ze wraz ze wzrostem prąduwzmacniacza centralna długość fali widma ASE przesuwa się w stronę fal krótszych.Dla drugiej z testowanych konfiguracji wnęki filtr Fabry-Perota umieszczony jest zasprzęgaczem wyjściowym lasera. W widmie emisja lasera strojonego dla tejkonfiguracji obserwuje się dodatkowe tło emisji spontanicznej (Rys. 3. 12).71

Rys. 3. 11 Widma emisji lasera strojonego z synchronizacją modów wnęki w pierwszej z testowanychkonfiguracji dla światłowodowych sprzęgaczy wyjściowych lasera o współczynnikach podziału:70/30 – krzywa czerwona, 80/20 – krzywa zielona, 90/10 – krzywa niebieska.Krzywe przerywane z Rys. 3. 12 przedstawiają wymuszoną emisję spontaniczną ASEzmierzoną dla rozłączonej wnęki lasera. Po ponownym zamknięciu wnęki laserowejwyraźnie obserwujemy tłumienie wzmocnionej emisji spontanicznej ASE w obecnościakcji laserowej. Obecność tła emisji spontanicznej może wpływać niekorzystnie napracę lasera oraz parametry układu ssOCT takie jak czułość czy też spadek czułościwraz ze wzrostem różnicy dróg optycznych między ramionami interferometru.Rys. 3. 12 Widma emisji lasera strojonego z synchronizacją modów wnęki dla drugiejz testowanych konfiguracji z użyciem światłowodowych sprzęgaczy wyjściowych laserao współczynnikach podziału: 70/30 – krzywa czerwona, 80/20 – krzywa zielona, 90/10 – krzywaniebieska. Krzywe przerywane przedstawiają emisję spontaniczną ASE zmierzoną przy rozłączonejwnęce lasera (brak sprzężenia zwrotnego i brak akcji laserowej).72

Warto zauważyć, że stosowanie sprzęgacza wyjściowego 90/10 dla drugiejz testowanych konfiguracji wnęki wydaje się być całkowicie nieuzasadnione.Maksymalna moc wyjściowa lasera pracującego w tej konfiguracji jest mniejsza, niż dlasprzęgacza o współczynniku podziału 80/20. Ponadto dla tej konfiguracji obserwuje sięzwiększony poziom tła wzmocnionej emisji spontanicznej ASE.Obserwacja pracy lasera strojonego z synchronizacja modów wnęki za pomocąoptycznego analizatora widma ma pewne ograniczenia. Ze względu na długi czasintegracji analizatora (znacznie dłuższy niż okres funkcji sterującej filtremFabry-Perota), niemożliwe staje się obserwowanie z jego pomocą dynamiki pracylasera. Aby monitorować emisję lasera w czasie, w szczególności dwukierunkowośćjego pracy, należy podłączyć do jego wyjścia fotodiodę. Filtr Fabry-Perota sterowanyjest sygnałem sinusoidalnym (Rys. 3. 13 krzywa niebieska). W każdym okresie pracylasera emituje on promieniowanie zmieniające się od fal dłuższych do fal krótszych(malejące napięcie) i następnie od fal krótszych do fal dłuższych (rosnące napięcie).Obserwowana jest asymetria pomiędzy emisją lasera strojonego dla kolejnychpółokresów funkcji sterującej, szczególnie widoczna w wysokości rejestrowanych zapomocą fotodiody sygnałów (Rys. 3. 13 krzywa czerwona). Z punktu widzenia pracylasera strojonego w OCT wspomniana asymetria skutkuje nieznacznymi różnicamiw uzyskiwanej czułości oraz jej spadku w raz ze wzrostem różnicy dróg optycznych.Analiza sygnałów prążków pokazuję natomiast, że w zależności od kierunku zmianydługości fali emitowanego przez laser promieniowania, obserwuje się nieznaczneróżnice w zakresie dynamicznym (2-3dB) na korzyść półokresu, w którym długość faliemisji lasera zmienia się od fal dłuższych do fal krótszych. Efekt tłumaczy sięróżnicami w dynamice relaksacji w półprzewodnikowym wzmacniaczu optycznym(w zależności od tego, czy w czasie pracy lasera najpierw opróżniane są niższe, czywyższe stany elektronowe ośrodka czynnego) lub też nieliniowościami ośrodkaczynnego [27, 129].73

Rys. 3. 13 Dwukierunkowa praca lasera strojonego z synchronizacja modów wnęki. Sygnał sterującyfiltrem Fabry-Perota (krzywa niebieska) oraz emisja lasera strojonego zarejestrowana za pomocąfotodiody (krzywa czerwona). Strzałkami oznaczono kierunki strojenia długości fali emisji laseraw kolejnych półokresach funkcji sterującej.3.1.6. PRĄD PROGOWY LASERAWarunkiem akcji laserowej jest przekroczenie pewnej progowej wartości prądupompowania I SOA . Dla każdej z testowanych konfiguracji zmierzono mocpromieniowania wyjściowego lasera w funkcji prądu wzmacniacza optycznego. PrądI SOA zmieniano w zakresie do 0 mA do wartości prądu, dla którego moc wyjściowagenerowanego przez laser promieniowania osiąga maksymalną wartość, zapewniającąjednocześnie bezpieczne wartości mocy promieniowania padającego na filtr Fabry-Perota (patrz Tabela 2).Dla lasera strojonego z wnęką odpowiadającą pierwszej z testowanych konfiguracjiodczytana wartość prądu progowego wynosi 70mA, 80mA i 90mA dla użytychsprzęgaczy wyjściowych w współczynnikach podziału odpowiednio 70/30, 80/20i 90/10 (Rys. 3. 14). Po przekroczeniu wartości progowych I SOA gwałtownie rośnie mocpromieniowania na wyjściu lasera strojonego. Analogiczne wyniki odnotowano dladrugiej z testowanych konfiguracji (Rys. 3. 15). Jedyna zauważalna różnica to wzrostwartości prądu progowego dla wnęki w konfiguracji numer dwa ze sprzęgaczemwyjściowym o współczynniku podziału 90/10. Prąd progowy w porównaniu z użyciemtego samego sprzęgacza światłowodowego w pierwszej z testowanych konfiguracjiwnęki wzrósł do 100 mA.74

Rys. 3. 14 Moc wyjściowa lasera strojonego z synchronizacją modów dla wnęki w konfiguracji numerjeden. Sprzęgacz wyjściowy: 70/30 – krzywa czerwona, 80/20 – krzywa zielona, 90/10 – krzywaniebieska. Powiększono fragment zależności w celu określenia wartości prądu progowego.Rys. 3. 15 Moc wyjściowa lasera strojonego z synchronizacją modów dla wnękiw konfiguracji numer dwa. Sprzęgacz wyjściowy: 70/30 – krzywa czerwona, 80/20 – krzywa zielona,90/10 – krzywa niebieska. Powiększono fragment zależności w celu określenia wartości prąduprogowego.3.1.7. ODSTROJENIE OD CZĘSTOTLIWOŚCI REZONANSOWEJ WNĘKIW podrozdziale 3.1.4 wspomniano, że częstotliwość sygnału napięciowego sterującegopracą filtra Fabry-Perota dobiera się maksymalizując moc promieniowaniawyjściowego lasera. Odstrojenie od tej częstotliwości prowadzi do spadku mocy na75

wyjściu lasera strojonego z synchronizacją modów wnęki (Rys. 3. 16). Na podstawiezmierzonych zależności można wyznaczyć wartość odstrojenia od częstotliwościrezonansowej wnęki, dla którego moc wyjściowa lasera spada o połowę (∆f_3dB patrzTabela 3).Rys. 3. 16 Spadek mocy wyjściowej lasera strojonego z synchronizacją modów wnęki dla różnychwartości odstrojenia częstotliwości pracy filtra Fabry-Perota od częstotliwości rezonansowej wnęki.a) Konfiguracja I, b) Konfiguracja II, Sprzęgacz wyjściowy: 70/30 – krzywa czerwona, 80/20 – krzywazielona, 90/10 – krzywa niebieska.Dla obu testowanych konfiguracji ustawiono z dokładności do 0,1 Hz częstotliwośćpracy filtra Fabry-Perota odpowiadającą maksymalnej mocy na wyjściu lasera. DlaKonfiguracji I wnęki lasera zmierzono moc wyjściową lasera dla odstrojeniaczęstotliwości pracy filtra w zakresie ±15 Hz z krokiem 1Hz. Dla Konfiguracji IIpomiar mocy wyjściowej lasera dokonano dla odstrojenia ±75 Hz (sprzęgacz wyjściowy70/30) oraz ±90 Hz (sprzęgacze wyjściowe 80/20 i 90/10) z krokiem 5 Hz. Wnękalasera strojonego w Konfiguracji I, z filtrem Fabry-Perota umieszczonym przedsprzęgaczem wyjściowym lasera, jest bardziej czuła na odstrojenie od częstotliwościrezonansowej wnęki. Obie testowane konfiguracje reagują na zmianę częstotliwościpracy filtra Fabry-Perota tym czulej, im większy jest podział na sprzęgaczuwyjściowym. Dla każdego ze zmierzonych odstrojeń (∆f_3dB) można policzyć zmianędługości światłowodowej wnęki rezonansowej, która skutkowałaby identycznymspadkiem mocy wyjściowej lasera (zmiana długości wnęki powoduje zmianęczęstotliwości rezonansowej wnęki). Tak na przykład dla pierwszej konfiguracjii użytego sprzęgacza wyjściowego 70/30 moc wyjściowa spadnie o połowę jeślizwiększymy lub zmniejszymy częstotliwość sygnału sterującego filtrem Fabry-Perotao 10,6 Hz. Identyczny efekt uzyskalibyśmy wydłużając lub skracając wnękę laserao 72 cm. Biorąc pod uwagę wspomniany wcześniej efekt termo optyczny, pierwszaz testowanych konfiguracji wnęki lasera strojonego może być czuła na wahaniatemperatury.76

Tabela 3 Szerokość połówkowa ∆f_3dB krzywej opisującej moc wyjściową lasera w funkcjiodstrojenia od częstotliwości rezonansowej wnęki. Dla zmierzonych szerokości połówkowychobliczono zamianę długości wnęki lasera ∆L, która spowodowałaby zmianę częstotliwościrezonansowej wnęki o ∆f_3dB.Konfiguracja IWspółczynnik podziału sprzęgaczawyjściowego∆f_3dB[Hz]∆L[m]70/30 10,6 0,7280/20 7,8 0,5390/10 6,8 0,46Konfiguracja IIWspółczynnik podziału sprzęgaczawyjściowego∆f_3dB[Hz]∆L[m]70/30 88 5,9680/20 81,5 5,5290/10 36,5 2,473.1.8. SZEROKOŚĆ CHWILOWEJ LINII LASERAJeśli laser strojony z synchronizacją modów wnęki pracuje w trybie stacjonarnym(zerowa amplituda sygnału sterującego filtrem Fabry-Perota) obserwuje się zwężanielinii generowanego przez laser promieniowania do 0,05 nm (Rys. 3. 17), w odniesieniudo szerokości linii filtra (Rys. 3. 5). Jak wspomniano wcześniej (rozdział 2.1.4 – str. 33)od szerokości chwilowej linii lasera zależał będzie spadek czułości ze wzrostem różnicydróg optycznych. Natomiast na chwilową szerokość linii lasera wpływ powinna miećdyspersja w światłowodzie, wybrany zakres spektralny generowanego przez laserpromieniowania, obecność tła wzmocnionej emisji spontanicznej ASE czy też wybranaczęstotliwość pracy (i związany z nią wybór długości światłowodowej wnęki lasera).Ze względu na ograniczenia techniczne pomiaru chwilowej szerokości linii pracującegow trybie dynamicznym lasera strojonego dokonano w sposób pośrednie poprzez pomiarspadków czułości wraz ze wzrostem różnicy dróg optycznych. Porównując dwa laserystrojone można ma podstawie różnic w krzywych spadku czułości w funkcji różnicydróg optycznych można wnioskować, który laser charakteryzuje się węższą chwilowąlinią. Aby przeprowadzić pomiar spadku czułości w ramieniu obiektowyminterferometru umieszcza się pojedynczą powierzchnię odbijającą w postaci77

zwierciadła. Pomiaru czułości dokonuje się dla kolejnych położeń zwierciadłaodpowiadających rosnącej różnicy dróg optycznych między ramionami interferometru.Dla węższych chwilowych linii lasera obserwuje się łagodniejszy spadek czułości wrazze wzrostem różnicy dróg optycznych.Rys. 3. 17 Zwężenie linii promieniowania emitowanego przez laser w trybie stacjonarnym. Krzywaniebieska – promieniowanie emitowane w przypadku rozpięcia światłowodów wnęki, krzywaczerwona – promieniowanie emitowane w wyniku akcji laserowej dla prądu pompowania powyżej progu.Przeprowadzono szereg eksperymentów w celu zbadania wpływu poszczególnychczynników (dyspersja, tło ASE, zakres spektralny promieniowania lasera) na chwilowąszerokość linii lasera.Pomiar spadków czułości wykonano dla każdej z testowanych w poprzednichpodrozdziałach konfiguracji. Korzystniejsze krzywe spadków czułości obserwuje się dlaKonfiguracji I wnęki lasera. Co ciekawe brak istotnych różnic między konfiguracjamiwnęki lasera różniącymi się współczynnikami podziału sprzęgacza wyjściowego (Rys.3. 18). Praca z laserem strojonym zbudowanym w oparciu o Konfigurację II, zewzględu na obecność tła wzmocnionej emisji spontanicznej ASE powoduje, żeobserwuje się większe spadki czułości wraz ze wzrostem różnicy dróg optycznych.Obecność tła wzmocnionej emisji spontanicznej w generowanym przez laserpromieniowaniu powoduje zatem poszerzenie szerokości chwilowej linii laserastrojonego z synchronizacją modów wnęki.78

Rys. 3. 18 Spadki czułości w funkcji różnicy dróg optycznych zmierzone w układzie interferometru, dlatestowanych uprzednio konfiguracji wnęki lasera. Dla każdej z konfiguracji wnęki jej długość wynosiła3,7 km, zaś zakres strojenia filtra Fabry-Perota wynosił 98 nm.W kolejnym kroku zbadano jak wpływ na szerokość chwilowej linii lasera maszerokość widmowa generowanego przez laser promieniowania. Skonstruowano wnękęlasera w oparciu o Konfigurację I i sprzęgacz wyjściowy o podziale 70/30 (70% światłaopuszcza wnękę lasera). Amplitudę sygnału napięciowego sterującego filtrem Fabry-Perota wybrano tak, aby zakresy strojenia filtra wynosiły kolejno 86nm, 68nm oraz54nm. Parametry pracy lasera ustalano tak, aby moc wyjściowa lasera wynosiłaok. 6,1 mW. Dla zmieniających się zakresów strojenia filtra wymagało to korekcjiprądu pompującego I SOA na wartości odpowiednio 215,5 mA, 195,8 mA oraz 172 mA.Dla każdego z zakresów zmierzono rozdzielczość wzdłuż osi z układu(∆λ=54nm – δz=23μm, ∆λ=68nm – δz=18,2μm, ∆λ=86nm – δz=14,7μm). Dlanajwiększego zakresu strojenia, a zatem najwyższej rozdzielczości otrzymano najmniejkorzystną charakterystykę spadków czułości w funkcji różnicy dróg optycznych(Rys. 3. 19).Tak jak przypuszczano zwiększenie zakresu spektralnego emitowanego przez laserpromieniowania spowoduje poszerzenie szerokości chwilowej linii lasera i wpłynienegatywnie na krzywą spadku czułości.79

Rys. 3. 19 Spadki czułości w funkcji różnicy dróg optycznych zmierzone dla lasera z wnęką wKonfiguracji I przy różnych zakresach strojenia filtra Fabry-Perota. Kolor czerwony –∆λ=86nm, kolorzielony – ∆λ=68nm, kolor niebieski - ∆λ=54nm.W ostatnim kroku postanowiono zmierzyć wpływ długość wnęki rezonansowej naszerokość chwilowej linii lasera. Dokonano zmian długości pętli lasera strojonegoz poprzedniego eksperymentu (Konfiguracja I, sprzęgacz wyjściowy 70/30). Dlazastosowanej pętli światłowodowej o długości 2,7 km częstotliwość rezonansowa wnękiwynosi ~ 74,8 kHz. Filtr Fabry-Perota może być sterowany z częstotliwościamibędącymi wielokrotnością częstotliwości rezonansowej wnęki. Maksymalizując mocwyjściową lasera dobrano częstotliwość pracy filtra równą 149, 7529 kHz. Spektralnyzakres strojenia filtra Fabry-Perota ustawiono na 50nm. Wykonano pomiar spadkówczułości w funkcji różnicy dróg optycznych. Następnie zmieniono długość wnęki na1,35 kHz odpowiadającą częstotliwości rezonansowej wnęki w ok. 149 kHz. Ponowniemaksymalizując moc wyjściową dobrano częstotliwość pracy filtra równą148,4939 kHz, a następnie zmierzono spadki czułości. Długości wnęki 2,7 km oraz1,35 km nie zostały wybrane przypadkowo. Celem było zbadanie pracy lasera o tejsamej (lub bardzo zbliżonej) częstotliwości powtarzania dla dwóch wnękrezonansowych różniących się długością. Dzięki temu mamy pewność, że obserwowaneróżnice w krzywych spadku czułości (Rys. 3. 20) będą wynikały wyłącznie z faktu, iżdla dłuższej wnęki wpływ dyspersji będzie większy. Negatywny wpływ dyspersji nakrzywą spadku czułości może być niwelowany poprzez stosowanie we wnęce laseraelementów kompensujących dyspersję [128, 130].80

Rys. 3. 20 Krzywe spadku czułości zmierzone dla laserów pracujących ze zbliżoną częstotliwością:wnęka długości 2,7 km (f Fabry-Perot =2f wnęka ) – krzywa niebieska, wnęka długości 1,35 km (f Fabry-Perot =f wnęka )81

3.2. TOMOGRAF SSOCTTomograf ssOCT traktowany może być jako instrument składający się z trzechpodstawowych modułów: źródła światła w postaci lasera strojonego, układuinterferometru (w zależności od sposobu pozyskiwania sygnału referencyjnego będzieto układ pojedynczego lub podwójnego interferometru) oraz układu detekcji sygnałówinterferencyjnych. Co ważne wymiana któregoś z modułów układu lub zmiana jegoparametrów bardzo rzadko wymaga istotnych, fizycznych zmian w pozostałychmodułach. Dla przykładu wymiana lasera strojonego na laser o szerszym spektralniewidmie promieniowania nie wymaga wymiany interferometru, czy też któregośz elementów układu detekcji. Może co najwyżej dojść w jej wyniku do zmianyparametrów pracy tomografu ssOCT. Dla porównania w układach spektralnego OCTwymiana źródła światła na takie o szerszym widmie pociąga za sobą koniecznośćfizycznych i czasochłonnych zmian w układzie spektrometru.Laser strojony będący źródłem światła w tomografii ssOCT omawiany był w rozdzialepoprzednim. W dalszej części przedstawione zostaną pozostałe modułu tomografu:układ interferometru oraz układ detekcji.3.2.1. INTERFEROMETR GŁÓWNYUkład interferometryczny tomografu ssOCT może w ogólności składać się z dwóchinterferometrów. Jednego – interferometru głównego – służącego do obrazowaniabadanych obiektów, a także drugiego interferometru, który w dalszej części pracynazywać będziemy interferometrem kalibracyjnym, służącego do rejestracjireferencyjnego sygnału prążków interferencyjnych.Interferometr główny może być zbudowany w oparciu o znany z układów spektralnegoOCT światłowodowy interferometr Michelsona. Aby wykorzystać zalety opisanejw rozdziale 2.1.3 detekcji różnicowej należy rozbudować układ interferometruo dodatkowy cyrkulator (Rys. 3. 21). Pierwszy ze sprzęgaczy kierunkowych (SK1)pozwala na wprowadzenie części światła (zwykle nie więcej niż 0,1 mocy wyjściowejlasera strojonego) do interferometru kalibracyjnego. Pozostała część kierowana jestprzez cyrkulator do drugiego sprzęgacza kierunkowego o współczynniku podziału50%/50%. Wynik interferencji fal powracających z obu ramion interferometrurejestrowany jest z pomocą układu diody różnicowej. Należy zaznaczyć, że natężenie82

światła padającego na kanał ujemny diody różnicowej będzie mniejsze od natężenieświatła trafiającego do kanału dodatniego. Jest to spowodowane tłumieniemcyrkulatora, przez który promieniowanie trafia do kanału ujemnego diody. Różnicanatężeń wynosi zazwyczaj ok. 0,5dB (przy założeniu idealnego podziału sprzęgaczakierunkowego SK2).Rys. 3. 21 Schemat interferometru głównego układu ssOCT opartego na światłowodowyminterferometrze Michelsona. SK1, SK2 – sprzęgacze kierunkowe, C – cyrkulator, KP – kontrolerpolaryzacji, FG – filtr gradientowy, ZR – zwierciadło referencyjne, DR – moduł diody różnicowej,IK – interferometr kalibracyjny.Można bardzo prosto oszacować (z uwzględnieniem strat przy przejściu przezsprzęgacze kierunkowe: SK1 – 0,52 dB, SK2 – 3,05 dB oraz cyrkulator – 0,54), żewykorzystując układ interferometru przedstawiony na Rys. 3. 21 maksymalna moc jakamoże być dostarczona do ramienia obiektowego to ok. 39 % mocy użytego laserastrojonego (-4,07 dB). Jeśli uwzględniono by pozostałe straty w układzie (np. straty nałączeniach elementów światłowodowych) okaże się, że żaden z laserów strojonychzbudowanych w oparciu o Konfigurację I wnęki lasera nie zapewni mocy padającej naobiekt rzędu 2-3 mW, których to mocy używamy w obrazowaniu przedniego odcinkaoka. Dla laserów o małej mocy wyjściowej (do 10mW) skutecznym rozwiązaniem jestużycie zmodyfikowanego interferometru Macha-Zehndera (Rys. 3. 22), który użytyzostał w rozdziale 2.1.3 do opisu teoretycznego detekcji różnicowej w układach ssOCT.Dla tej konstrukcji interferometru głównego maksymalna moc jaką można dostarczyćdo ramienia obiektowego to ok. 70% mocy źródła światła (-1,6 dB). Dodatkowo zaletązmodyfikowanego interferometru Macha-Zehndera jest równość natężeni na obukanałach diody różnicowej (przy założeniu idealnie równego podziału sprzęgacza SK3).83

Rys. 3. 22 Schemat interferometru głównego układu ssOCT w postaci zmodyfikowanego interferometruMacha-Zehndera. SK1, SK2, SK3 – sprzęgacze kierunkowe, C – cyrkulator, KP – kontroler polaryzacji,FG – filtr gradientowy, ZR – zwierciadło referencyjne, DR – moduł diody różnicowej, IK – interferometrkalibracyjny.W układzie detekcji różnicowej idealną sytuacją jest równy podział sprzęgaczakierunkowego połączonego z kanałami diody różnicowej. W układach rzeczywistychróżnica średnich mocy optycznych między wyjściami sprzęgacza kierunkowego możewynosić zaledwie 0,1 dB. Dokładniejsza analiza pokazuje jednak, że podział sprzęgaczazależy silnie od długości fali (Rys. 3. 23). Podział równy 50/50 obserwowany jest tylkodla wąskiego pasma w okolicach 1370nm. Zatem z optymalną detekcją różnicowąmamy do czynienia tylko dla źródeł o małej szerokości widmowej generowanegopromieniowania. Efekt ten może być korygowany prze oddzielny pomiar z użyciemdwóch diod, po czym oba sygnały w postaci cyfrowej są przemnażane przezodpowiednie funkcje skalujące a następnie od siebie odjęte [67].Rys. 3. 23 Transmisja kanałów wyjściowych sprzęgacza kierunkowego o współczynniku podziału 50/5084

3.2.2. INTERFEROMETR KALIBRACYJNYW tomografii optycznej OCT z użyciem laserów strojonych kolejne próbki sygnałuprążków interferencyjnych odpowiadają punktom nierówno odległym w przestrzeniliczb falowych. Wynika to z faktu, że laser generuje promieniowanie nieliniowow funkcji liczby falowej (napięcie przyłożone do filtra zmienia się nieliniowo z czasem,a dodatkowo ze względu na efekt histerezy długość transmitowanej fali zmienia sięnieliniowo z przyłożonym napięciem). Zanim do sygnału prążków interferencyjnychzastosujemy transformatę Fouriera należy tak zmodyfikować sygnał prążków, abykolejne próbki były równoodległe w funkcji liczby falowej [32, 76, 85]. Doprzeprowadzenia kalibracji prążków niezbędna jest informacja o charakterzenieliniowości.Ponieważ informacja o charakterze wspomnianej nieliniowości nie jest znana a priori,a dodatkowo jej charakter może się zmieniać w czasie, niezbędna jest ciągła rejestracjasygnału referencyjnego. Jeśli laser pracuje stabilnie w czasie, a pomiar dotyczy tylkoi wyłącznie struktury próbki, wystarczająca jest zazwyczaj rejestracja sygnałureferencyjnego raz na dzień lub raz na kilka dni. W przypadku pomiarów fazo czułychlub gdy laser pracuje niestabilnie w czasie konieczny jest pomiar referencyjny dlakażdego A-scanu.W układach ssOCT sygnał referencyjny służący do kalibracji prążków można uzyskaćna cztery sposoby (Rys. 3. 24):a. kierując część promieniowania lasera do interferometru Michelsonabędącego interferometrem kalibracyjnym (Rys. 3. 24 a). Ustawiając różnicędróg optycznych między ramionami interferometru uzyskuje się referencyjneprążki interferencyjne. Charakter nieliniowości zastosowanego źródłaświatła zawarty jest w fazie sygnału prążków. Procedura zostałaszczegółowo opisana w [85],b. analogiczne jak dla punktu a) prążki referencyjne można uzyskać stosującinterferometr wspólnej drogi (Rys. 3. 24 b), gdzie interferencja zachodzimiędzy światłem odbitym od powierzchni szklanej płytki (etalon). Należypamiętać, żeby grubość płytki dobrać tak, pasmo częstotliwości zawartychw sygnale prążków mieściło się w paśmie układu detekcji,85

c. kierując część promieniowania lasera na interferometr Fabry-Perotao wąskim przedziale międzymodowym FSR (Rys. 3. 24 c). Na wyjściuinterferometru rejestruje się sygnał w postaci dużej liczby liniiinterferencyjnych filtra - odległość między sąsiednimi liniami jest staław funkcji liczby falowej. Prosta analiza sygnału (np. użycie algorytmy peakdetect w LabView) pozwala na uzyskanie informacji o nieliniowości pracylasera w funkcji liczby falowej,d. komercyjne lasery strojone posiadają wyjście analogowe k-clock będącesygnałem zegarowym (Rys. 3. 24 d), który może być użyty w układachz kartami akwizycji umożliwiającymi nieliniowe próbkowania. Ponieważnieliniowość sygnału k-clock odpowiada nieliniowości pracy lasera - prążkiinterferencyjne rejestrowane z użyciem nieliniowego próbkowania niewymagają kalibracji.Rys. 3. 24 Sposoby generacji sygnału kalibracyjnego: a) prążki interferencyjne generowane za pomocąklasycznego interferometru Michelsona – częstotliwość prążków zależy od ∆z, b) prążki interferencyjnegenerowane z użyciem interferometru wspólnej drogi (ang. common path interferometer) – interferencjamiędzy światłem odbitym od powierzchni płytki szklanej o grubości d i współczynniku załamanian (∆z = nd), c) użycie filtra Fabry-Perota o małej wartości FSR – rejestrowana jest seria linii transmisjio stałej odległości w funkcji liczby falowej, d) komercyjne lasery strojone (np. laser firmy AXSUN)posiadają analogowe wyjście k-zegara (ang. k-clock), które może być użyte jako zegar próbkującego kartakwizycji z nieliniowym próbkowaniem. Oznaczenia: SK –sprzęgacz kierunkowy, KP – kontrolerpolaryzacji, det – układ detekcji sygnału kalibracyjnego, ZK1, ZK2 – zwierciadła interferometrukalibracyjnego.Należy pamiętać, że gdy użyjemy sygnału k-clock jako zegara próbkującego kartyakwizycji od pasma częstotliwości sygnału k-clock zależeć będzie ilość próbek86

przypadających na jeden A-scan, a więc i zakres obrazowania w głąb układu ssOCT.Jeżeli zaś do rejestracji któregokolwiek z sygnałów z punktów a)-d) użyjemy kartyakwizycji z liniowym próbkowaniem, zakres obrazowania nie będzie zależał od pasmaczęstości prążków interferencyjnych, gdyż liczba punktów przypadających na jedenA-scan będzie stała.3.2.3. UKŁAD REJESTRACJI PRĄŻKÓW INTERFERENCYJNYCHUkład detekcji tomografu ssOCT składa się z diody różnicowej oraz karty akwizycjidanych. W opisywanych w niniejszej pracy eksperymentach używano diodróżnicowych firmy Thorlabs: PDB-110C z pasmem elektrycznym DC-100 MHz orazPDB0150C z możliwością przełączania pasma (150 MHz, 50 MHz, 5 MHz, 0,3 MHz,0,3 MHz). Oba układy diody różnicowej posiadają detektor InGaAs czuły w zakresie800-1700 nm. Za akwizycję danych interferometrycznych odpowiedzialna byłaoscyloskopowa karta akwizycji posiadająca dwa 14-bitowe kanały próbkowanez maksymalną częstotliwością próbkowania równą 200 milionów próbek na sekundę(GaGe Compuscope 14200 firmy Dynamic Signals LLC). Karta wyposażona jestpamięć pozwalającą na tymczasowe zapisanie 1 giga próbek przypadających na jedenkanał. Aby optymalnie wykorzystać możliwości karty należy stosować diody różnicoweo paśmie elektrycznym co najmniej 100 MHz. Po zakończeniu pomiaru dane przesyłanesą do pamięci RAM komputera z szybkością 200 MB/s i następnie zapisywane nadysku twardy.Napisane w środowisku LabView oprogramowanie pomiarowe pozwala, za pomocądodatkowej karty wejść/wyjść analogowy cyfrowych, na synchronizację akwizycjidanych z pracą lasera oraz odpowiedzialne jest za generowanie sygnałów analogowychsterujących pracą skanerów optycznych głowicy pomiarowej.87

4. ULTRASZYBKA TOMOGRAFIA SSOCT W OBRAZOWANIU OKAW rozdziale tym przedstawione zostaną przykłady zastosowań laserów strojonychzbudowanych w układach tomografów OCT do obrazowania przedniego odcinka okaludzkiego. Wszystkie zaprezentowane instrumenty skonstruowane zostały przez autoraniniejszej rozprawy bądź z jego udziałem.4.1. ULTRASZYBKIE POMIARY Z DOPASOWANIEM TRYBU OBRAZOWANIAW zdecydowanej większości przypadków obrazowanie przedniego odcinka okaludzkiego ogranicza się do trójwymiarowego pomiaru topografii rogówki. Z punktuwidzenia wymaganych parametrów układu tomografu ssOCT istotna jest wysokaczęstotliwość powtarzania lasera f las . Pozwala to na użycie protokołów skanowaniao dużej gęstości punktów pomiarowych, co zwiększa dokładność odwzorowaniatopografii rogówki oraz zapewnia krótki czas pomiaru. Należy również zapewnićodpowiednio duży zakres obrazowania we wszystkich trzech wymiarach. Dokładnośćwyznaczania topografii powierzchni rogówki może być większa od rozdzielczościosiowej układu [131], zatem wysoka rozdzielczość poprzeczna nie jest parametremkrytycznym w tego rodzaju pomiarach.Pokazano wcześniej, że łatwiej uzyskać duże zakresy obrazowania w głąb dla źródeło dłuższej centralnej długości fali, godząc się na utratę rozdzielczości w porównaniu zeźródłami o krótszych centralnych długościach fali. Z tego względu wybrano drugiepasmo telekomunikacyjne (1300 nm) jako zakres, w którym pracuje laser strojony.Dodatkową zaletą tego wyboru jest zminimalizowany dla tego zakresu wpływ dyspersjichromatycznej światłowodu będącego wnęką lasera oraz łatwy dostęp do dużej liczbystosunkowo niedrogich elementów składowych konstrukcji lasera (wzmacniaczeoptyczne, filtry Fabry-Perota, elementy światłowodowe jak: sprzęgacze kierunkowe,cyrkulatory oraz izolatory).W 2009 roku [32, 102] zaprezentowaliśmy najszybszy w tamtym czasie na świecieukład przeznaczony do obrazowania przedniego odcinka oka. Pracował on zlaboratoryjnym prototypem lasera strojonego o centralnej długości fali w okolicach1300 nm (Rys. 4. 1). Do budowy wnęki lasera użyto pętli opóźniającej o długość 2km,co po uwzględnieniu długości światłowodów pozostałych elementów wnęki dawało88

częstotliwość obiegu przez wnękę ok. 100 kHz i z taką częstotliwością sterowany byłfiltr Fabry-Perota. Ponieważ w czasie jednego okresu pracy laser przemiata widmodwukrotnie (od fal krótszych do fal dłuższych i następnie od fal dłuższych do falkrótszych) efektywna częstotliwość powtarzania lasera wynosiła ok. 200 kHz. Prążkiinterferencyjne próbkowane były z częstotliwością 200 milionów próbek na sekundęz rozdzielczością 14-bitów.Rys. 4. 1 Układ pomiarowy ssOCT do trójwymiarowego obrazowania struktur przedniego odcinka okaludzkiego składający się w dwóch układów interferometrów: IG – interferometr główny służący doobrazowania, IK – interferometr kalibracyjny, w którym ustawiono różnicę dróg optycznych w oburamionach interferometru (różnica położeń zwierciadeł Zk1 i Zk2) w celu generacji referencyjnychprążków interferencyjnych. Pozostałe oznaczenia: SK – sprzęgacz kierunkowy, C – cyrkulator,KP – kontroler polaryzacji, FG – filtr gradientowy, ZR – zwierciadło referencyjne interferometrugłównego, X-Y – układ skanerów przesuwających wiązkę w płaszczyźnie XY, DR – układ detekcjiróżnicowej, TRIGG – sygnał wyzwalający akwizycję danych.Aby uzyskać zakres obrazowania wzdłuż wiązki próbkującej rzędu 8 mm (doobrazowania przedniego odcinka oka), zakres widmowy lasera ustawiono na ok. 50 nm.Ten tryb pracy nazwany Trybem Rozszerzonego Zakresu Obrazowania (ang. EnhancedImaging Depth mode) pozwalał na obrazowanie przedniego odcinka oka razemz przednią część soczewki (Rys. 4. 2). Uzyskano rozdzielczość osiową równą 25 μmw tkance (uwzględniono współczynnik załamania rogówki). Dla mocy padającego napróbkę promieniowania równej 1,8 mW uzyskano czułość 103 dB (mierzona dlazwierciadła w ramieniu obiektowym ustawionego w odległości 0,5 mm od zerowejróżnicy dróg optycznych).89

Rys. 4. 2 a) przekrój poprzeczny (B-skan) przez przednią komorę oka ludzkiego z widocznymi rogówkąoraz przednią częścią soczewki. Czas akwizycji całego B-skanu składającego się z 14000 A-scanówuśrednionych w celu poprawy stosunku sygnału do szumu równy był 70 ms. Szeroki ciemny pas przygórnej krawędzi tomogramu świadczy o tym, że wartości liczb falowych generowanego przez laserpromieniowania zmieniają się bardzo nieliniowo w czasie (patrz rozdziała 2.1.4 UŻYTECZNY ZAKRESOBRAZOWANIA). b) projekcja en face dużego obszaru oka uzyskana z trójwymiarowego pomiaru o dużejgęstości punktów (300 B-skanów po 1200 A-skanów każdy). Czas pomiaru to 1,8 s. Czerwona liniawskazuje miejsce odpowiadające B-skanowi zaprezentowanego po lewej stronie.W niektórych istotnych klinicznie przypadkach (np. przeszczep rogówki, infekcjebakteryjne lub mechaniczne uszkodzenia rogówki) zaistnieć może potrzebazobrazowania wybranych fragmentów przedniego odcinka oka z dużą rozdzielczością.Elastyczność pracy zapewniana przez filtr Fabry-Perota pozwala na przejście od TrybuRozszerzonego Zakresu Obrazowania do Trybu Wysokorozdzielczego (ang. HighResolution mode) [32]. W zaprezentowanym powyżej układzie ssOCT, dziękizwiększeniu amplitudy sygnału sterującego filtrem, otrzymano zakres widmowygenerowanego przez laser promieniowania równy 135 nm. W efekcie zmianie uległydwa parametry układu: rozdzielczość została poprawiona z 25 μm do 9 μm, redukcji do2,6 mm uległ zaś zakres obrazowania w głąb. Można zatem wyobrazić sobie urządzeniekomercyjne, które w trybie podstawowym pozwala na obrazowanie całego przedniegoodcinka oka z niższą rozdzielczością (jak na Rys. 4. 2 a), aby następnie przejść doobrazowania wybranego przez użytkownika fragmentu np. rogówki w trybie wysokiejrozdzielczości. Ta zmiana rozdzielczości oraz zakresu obrazowania w głąb może byćtraktowany jako pewien rodzaj powiększenia wybranego fragmentu tomogramu, takiegoże rozdzielczość rośnie z powiększeniem. Przykłady obrazowania w TrybieWysokorozdzielczym przedstawiono na Rys. 4. 3.Warto podkreślić, że bardzo prosta operacja zmiany trybu pracy układu ssOCT międzydużym zakresem obrazowania a dużą rozdzielczością osiową, w układach spektralnego90

OCT wymaga albo czasochłonnej przebudowy spektrometru albo zredukowania liczbyużytych pikseli, co prowadzi do nieefektywnego wykorzystania źródła światłai powoduje spadek czułości [25].Rys. 4. 3 Przykłady obrazowania w trybie wysokorozdzielczym: a) obrazowanie rogówki oka ludzkiegow Trybie Wysokorozdzielczym pozwala na obserwację szczegółów budowy rogówki (N – nabłonek, BB– błona Bowmana, I – istota właściwa rogówki, S – śródbłonek); b) rogówka oka ludzkiego z założonąsoczewka kontaktową. Możliwa staje się ocena dopasowania soczewki do powierzchni rogówki. Czasekspozycji odpowiadającym każdemu z B-skanów wynosił 60 ms.W laboratoryjnym prototypie układu ssOCT przy zmianie trybu obrazowania zmieniasię zakres widmowy generowanego przez laser promieniowania co powodować możeniewielkie zmiany mocy wyjściowej lasera. Aby moc optyczna promieniowaniapadającego na badany obiekt nie przekroczyła dopuszczalnych norm [132], ważna jestkontrola mocy wyjściowej lasera w trakcie zmiany trybu pracy układu.Warto zwrócić uwagę na jeszcze jedną istotną różnicę między prezentowanymi tutajtrybami obrazowania. Dla trybu obrazowania wysokorozdzielczego obserwuje sięspadek czułości o 8dB w odległości 3 mm od zerowej różnicy dróg optycznych. Przyzakresie obrazowania zwiększonym do 8 mm ta sama wartość spadku czułościobserwowana jest dla odległości równej 7 mm. Różnica ta wynika z faktu, że na skutekzwiększenia zakresu widmowego generowanego przez laser promieniowania malejestabilność układu oraz uwidacznia się wpływ niezerowej dyspersji chromatycznej wewnęce, co prowadzi ostatecznie do poszerzenia chwilowej linii lasera.Na Rys. 4. 2 a przedstawiającym projekcję en face uzyskaną z danych pomiaru 3D,dzięki dużej szybkości układu nie obserwuje się niepożądanych efektów związanychz ruchem gałki ocznej. Dodatkową zaletą dużej szybkości pomiaru jest możliwośćprzeprowadzenie pomiarów czynnościowych zarówno w dwóch jak i trzech wymiarach.Jednym z przykładów wykorzystania szybkiego układu ssOCT jest trójwymiarowy91

pomiar reakcji oka na bodziec świetlny (Rys. 4. 4). Układ pozwala na rejestrację seriizbiorów trójwymiarowych o gęstości punktów 100x400. Pomiar jednego zbioru trwa200 ms, zaś całej serii 2,2 s.Rys. 4. 4 Trójwymiarowa wizualizacja reakcji oka na bodziec świetlny. Z serii jedenastu następującychpo sobie pomiarów 3D wybrano trzy, dla których odstęp czasu wyniósł 400 ms (patrz uzupełniającymateriał filmowy).Ultraszybki układ ssOCT pozwala także na oszacowanie poprawności dopasowaniasoczewek kontaktowych [32, 133]. Źle dobrana soczewka unosi się wraz z powiekąw trakcie mrugania, aby następnie opaść po powierzchni rogówki. Niedopasowaniemożna oceniać w dwóch wymiarach wykonując serię B-skanów w tym samym miejsculub w trzech wymiarach wykonując sekwencją pomiarów trójwymiarowych zezmniejszoną gęstością punktów w płaszczyźnie XY (patrz uzupełniający materiałfilmowy). Na Rys. 4. 5 zaprezentowano wybrane B-skany ukazujące zmianę położeniasoczewki kolejno 80ms, 380ms oraz 1,34s mrugnięciu.Rys. 4. 5 Wybrane przekroje osiowe przedstawiające niedopasowanie soczewki kontaktowej. Pozazmianą pozycji soczewki w kolejnych momentach czasu po mrugnięciu (80ms, 380ms i 1,34 s)zaobserwować można zawężanie się źrenicy w wyniku pojawienia się bodźca świetlnego. Każdyz zaprezentowanych B-skanów składał się z 4000 A-skanów . Całkowity czas pomiaru serii 100 B-skanów wyniósł 2s.92

Sekwencja pomiarów trójwymiarowych, składających się ze 100 B-skanów po400 A-scanów każdy, zarejestrowana została w czasie 2,2 s. Każda z jedenastusekwencji odpowiada czasowi akwizycji 200ms. Dynamiczny proces opadaniasoczewki po mrugnięciu może być przedstawiony jako seria wizualizacjitrójwymiarowych lub w postaci serii z projekcji en face (Rys. 4. 6).Rys. 4. 6 Trójwymiarowa prezentacja sekwencji pomiarów soczewki opadającej po mrugnięciu (górnywiersz). Zaprezentowano trzy następujące po sobie w odstępach 200 ms fazy opadania soczewki. Danemożna także przedstawić jako serię wygenerowanych na podstawie danych 3D widoków en face (wierszdolny).4.2. ANALIZA ILOŚCIOWA GEOMETRII ROGÓWKIAnaliza ilościowa przedniego odcinka oka w postaci map topograficznych obupowierzchni rogówki, z których liczone są mapy grubości rogówki oraz mapy elewacji 6powierzchni rogówki, jest bardzo istotnym elementem diagnostyki klinicznej [134,135]. Przeprowadzana jest na etapie planowania zabiegów korekcji refrakcji, ocenywyników różnego rodzaju zabiegów, jak również oceny stopnia zawansowania różnegorodzaju patologii rogówki.W celu zademonstrowania możliwości pomiaru topografii rogówki z użyciem ssOCTwykorzystano układ analogiczny z przedstawionym na Rys. 4. 1. Jedyną, choć dość6 Mapy elewacji rogówki to mapy różnić między zmierzoną topografią rogówki a dopasowaną do niejpowierzchnią referencyjną. Najczęściej powierzchnią tą jest sfera.93

istotną różnicą, była zamiana parametrów pracy lasera strojonego. Uwzględniająccharakterystykę częstotliwościową filtra Fabry-Perota zmniejszono efektywnączęstotliwość powtarzania lasera do 108 kHz. Wydłużenie czasu ekspozycjipojedynczego A-scanu do 9,2 μs i zwiększenie mocy światła padającego na obiekt do2,5 mW pozwoliło na zwiększenie czułości układu do 105 dB. Aby uzyskać 9 mmzakresu obrazowania ustawiono zakres widmowy generowanego przez laserpromieniowania na 85 nm. Rozdzielczość osiowa układu wynosiła 20 μm. Zastosowanorastrowy protokół skanowania z 50 B-skanami po 500 A-skanów każdy, z czasemakwizycji jednego przekroju równym 4,6 ms oraz poniżej ćwierć sekundy dla całegopomiaru 3D.Pracę układu ssOCT porównano z komercyjnie dostępnymi układami do pomiarówtopograficznych rogówki. W najprostszym urządzeniu – keratoskopie [136], rzutuje siękoncentryczne kręgi na powierzchnię rogówki, aby następnie na podstawiezniekształceń oraz zmiany wzajemnych odległości rzutowanych krążków oblicza siękrzywizną przedniej powierzchni rogówki. Jednym z najpoważniejszych ograniczeńmetody jest brak dostępu do informacji dotyczących topografii tylnej powierzchnirogówki. Urządzeniem pozwalającym na analizę obu powierzchni rogówki jest OculusPentacam z obrotową kamerą Scheimpfluga [137]. Jego zasada działania opiera się naznanej z fotografii regule Scheimpfluga. Urządzenie w czasie równym 1(2)s wykonuje25(50) przekrojów poprzecznych o wspólnym środku w oparciu o radialny protokółskanowania. W efekcie gęstość punktów pomiarowych w centrum mierzonego obszarujest znacznie większa niż na jego peryferiach.8-krotnie krótszy czas pomiary układu ssOCT w porównaniu z urządzeniem Oculus,pozwala na minimalizację niepożądanych efektów związanych z mimowolnymiruchami gałki ocznej. Działanie urządzeń porównano dla trzech powszechniespotykanych w praktyce klinicznej przypadków [138]: przeszczepu rogówki(Rys. 4. 7 a), stożka rogówki (Rys. 4. 7 b) oraz infekcji bakteryjnej wywołanejniewłaściwym użytkowaniem soczewek kontaktowych (Rys. 4. 7 c).94

Rys. 4. 7 Przekroje poprzeczne przednich odcinków oka, zmierzone z dużą gęstością 10000 A-skanówuśrednianych po 10 w celu poprawy stosunku sygnału do szumu. a) przypadek oka z przeszczepionymizarówno rogówką jak i soczewką. Wyraźnie widoczne zgubienia powstały w miejscu połączenieprzeszczepionej rogówki ze starą rogówką; b) U pacjenta ze stożkiem rogówki w zaawansowanymstadium widoczne jest miejscowe ścienienie rogówki; c) niewłaściwe użytkowanie soczewekkontaktowych prowadzić może do infekcji bakteryjnych jak ta doskonale widoczna tutaj na szczycierogówki od strony jej przedniej powierzchni. Wysoka jakość przekroju poprzecznego pozwala także naoszacowanie rozmiarów infekcji.Porównania tomografu optycznego ssOCT z komercyjnym Oculusem (Rys. 4. 8, Rys. 4.9, Rys. 4. 10) dokonano na podstawie map topograficznych, mapy grubości oraz tzw.map elewacji. Dane z pomiaru 3D użyte zostały do wyznaczenia topografii obupowierzchni rogówki. Dla tylnej powierzchni rogówki przeprowadzono numerycznąkorekcję z uwzględnieniem współczynnika załamania rogówki (n rogówka =1.389), copozwoliło na wyliczenie poprawnej mapy grubości. W kolejnym kroku wyliczono mapy95

elewacji z różnic między zmierzoną rzeczywistą topografią rogówki a dopasowaną doniej sferą (BSF 7 ang. Best Fit Sphere).ssOCT Oculus PantacamPrzednia powierzchnia rogówkiTylna powierzchnia rogówkiRys. 4. 8 Ilościowa analiza rogówki z zaawansowanym stożkiem rogówki w postaci map elewacji.Wyniki analizy przedniej i tylnej powierzchni rogówki uzyskane za pomocą komercyjnego układu OculusPentacam oraz za pomocą ultraszybkiego prototypu ssOCT. Dla obu układów uzgodniono skalę osi Z.Kolorami zakodowano wyliczone elewacje rozpięte od -150 μm (kolor niebieski) do +150 μm (kolorczerwony).Dla najczęściej spotykanego przypadku klinicznego – stożka rogówki – zaobserwowanoduże podobieństwo map elewacji zarówno przedniej jak i tylnej powierzchni rogówkidla obu porównywanych układów (Rys. 4. 8). Wyniki analizy ilościowej rogówki poprzeszczepie oraz rogówki z infekcją bakteryjną przedniej powierzchni pokazująznaczne różnice w mapach elewacji (Rys. 4. 9).7 Możliwe jest także dopasowanie bardziej złożonych powierzchni dwuwymiarowych np. elipsoid96

ssOCT Oculus PantacamPrzeszczep rogówkiInfekcja bakteryjnaRys. 4. 9 Ilościowa analiza rogówki po przeszczepie oraz przypadku bakteryjnej infekcji rogówki.Przedstawiono mapy elewacji przedniej powierzchni rogówki dla obu przypadków uzyskane za pomocąkomercyjnego układu Oculus Pentacam oraz laboratoryjnego prototypu układu ssOCT Dla obu układówuzgodniono skalę osi Z. Kolorami zakodowano różnice między danymi pomiarowymi a dopasowanej donich sfery rozpięte od -150 μm (kolor niebieski) do +150 μm (kolor czerwony).Aby zrozumieć mechanizm powstawania wspomnianych różnić należy porównaćpojedyncze przekroje poprzeczne generowane przez oba urządzania jaki i sposóbdopasowywania krzywych do danych pomiarowych. W przypadku obrazów z kameryScheimpfluga ich słaba jakość przekłada się na niedokładne wyznaczanie krawędzirogówki, szczególnie jeśli mamy do czynienia z lokalnymi zmianami jej powierzchni.Topografer Oculus pracuje ze źródłem o centralnej długości fali równej 475 nm, comoże tłumaczyć silne nasycenie sygnału w obrębie blizny na rogówce oraz w miejscachprzeszczepiona rogówka łączy się ze starą rogówką. Możliwe także, że algorytm użytydo dopasowywania krzywych do obrazów Scheimpfluga zakłada globalne zmianykrzywizny rogówki, zmiany lokalne traktuje zaś jako błąd w wyznaczaniu położeniapowierzchni rogówki.97

a)b)c) d)Rys. 4. 10 Fragmenty przekrojów poprzecznych przedniego odcinka oka zmierzone za pomocą układussOCT (a) i c)) oraz komercyjnego topografera Oculus (b) i d)) dla rogówki po przeszczepie (a) i b)) orazrogówki z blizną powstałą w wyniku infekcji bakteryjnej (c) i d)). Kolorem czerwonym oznaczonokrzywe dopasowane do powierzchni rogówki na etapie obróbki numerycznej.4.3. DYNAMICZNE OBRAZOWANIE WYMUSZONYCH ODKSZTAŁCEŃROGÓWKIAnaliza przedniego odcinka oka nie ogranicza się tylko i wyłącznie do obrazowaniajego struktury w dwóch lub trzech wymiarach. Bardzo ważnym parametremw diagnozowaniu jaskry jest ciśnienie wewnątrzgałkowe [139, 140] (IOP ang.Intraocular Pressure). Jest to ciśnienie jakie ciecz wodnista przedniej komory wywierana twardówkę i rogówkę. Powszechnie do pomiaru IOP stosuje się tzw. tonometrięGoldmanowską [141]. Zakłada się, że rogówka jest nieskończenie cienką błoną. Wtedyzgodnie z prawem Imberta-Ficka ciśnienie wewnątrz zamkniętej tą błoną sfery równejest ciśnieniu, które powoduje spłaszczenie błony. Ponieważ rogówka nie jestnieskończenie ciekną błoną tonometry wymagają stosowania tabel korekcyjnych przyszacowaniu ciśnienia wewnątrzgałkowego. Co więcej odczyt IOP zmienia się wraz zezmiana grubości rogówki oraz jej promienia krzywizny [142-144]. Dodatkowoniektórzy uczeni postulują, że rogówka jest konstrukcją geometrycznie nieliniową, cooznacza że gdy IOP przekroczy pewna wartość graniczną łatwiejsze staje sięwypłaszczenie rogówki [145, 146]. Oznaczałoby to, że szacowane za pomocątonometru ciśnienie będzie zaniżone. Ponadto należy oczekiwać, że na odczyt IOPwpływać też będą właściwości biomechaniczne rogówki [147-150].Wśród metod tonometrycznych istnieje metoda quasi bezkontaktowa, w której rogówkęspłaszcza się za pomocą strumienia powietrza. Powoduje to chwilową deformacjęrogówki, w czasie której mierzy się natężenie światła podczerwonego odbitego od98

powierzchni rogówki. Na podstawie zmian natężenia szacuje się wartość IOP. Ponieważurządzenie nie jest w stanie zmierzyć grubości oraz promienia krzywizny rogówki, abyuwzględnić te dane przy szacowaniu ciśnienia wewnątrzgałkowego należy dokonaćpomiaru dodatkowym instrumentem. W innych wypadkach instrument używa wartościśredniej dla populacji lub pozwala na użycie własnych tablic korekcyjnych.Rys. 4. 11 Schemat układu tonometru ssOCT do obrazowania wywołanego strumieniem powietrzaodkształcenia struktur przedniego odcinka oka. IG – interferometr główny służący do obrazowania,IK – interferometr kalibracyjny, częstotliwość prążków interferencyjnych jest proporcjonalna do użytejpłytki szklanej – PS, SK – sprzęgacz kierunkowy, C – cyrkulator, KP – kontroler polaryzacji, FG – filtrgradientowy, ZR – zwierciadło referencyjne interferometru głównego, X-Y – układ skanerówprzesuwających wiązkę w płaszczyźnie XY, DR – układ detekcji różnicowej, TRIGG – sygnałwyzwalający akwizycję danych.W trakcie dyskusji nad wynikami obrazowania przedniego odcinka oka pojawił siępomysł na połączenie metody tonometrii bezkontaktowej z tomografią ssOCT [151].Aby zrealizować połączenie dwóch metod użyto komory generującej strumieńpowietrza z komercyjnego tomografu (XPert NCT; Reichert Inc., Buffalo, NY).Postanowiono także dokonać kilku zmian z układzie ssOCT (Rys. 4. 11).Zmianie uległ sposób generacji prążków kalibracyjnych. Interferometr Michelsonazastąpiono interferometrem wspólnej drogi (uzyskuje się interferencję międzypowierzchniami płytki szklanej – PS). W ramieniu obiektowym mieszczona zostałakomora generująca strumień powietrza (Rys. 4. 12). Wiązka światła z układu ssOCT99

trafia do komory przed szklane okienko i opuszcza ją przez rurkę wyjściową(tą samą, którą z komory wydostaje się powietrza). Ponieważ wiązka światła przechodziprzez komorę dwukrotnie, postanowiono zmienić konfigurację interferometru głównegona taką pozwalającą na bardziej optymalne wykorzystanie mocy źródła światła, dziękiczemu zniwelowano straty mocy i uzyskano czułość na poziomie 102 dB dla czasuakwizycji równemu 12 um i mocy promieniowania padającego na próbkę równej2,5 mW. Zaprojektowano układ elektroniczny synchronizujący pracę komoryz pomiarem OCT. Ze względu na możliwość umieszczenie układu tonometru ssOCTw klinice w Bydgoszczy postanowiono użyć jako źródła światła komercyjnego laserastrojonego (AXSUN Technologies Inc., Billerica, MA) pracującego z częstotliwościąpowtarzania 50 kHz i zakresie widmowym generowanego promieniowania 110 nm.SOWYRys. 4. 12 Zdjęcie głowicy obrazującej tonometru ssOCT. SO – soczewka obrazująca, K – komoragenerująca strumień powietrza, WY – rurka wyjściowa komory.Komora generująca strumień powietrza została umieszczona w ramieniu obiektowymw taki sposób, aby w trakcie pomiary wiązka światła trafiała w środek obszaru rogówki,na którego działał strumień rogówki. W wyniku pomiaru jednego punktu na rogówcew trakcie jej wymuszonej deformacji uzyskuje się tzw. M-skan (seria A-scanóww jednym miejscu na obiekcie w czasie - Rys. 4. 13). Dodatkowo z pomocąwbudowanego czujnika ciśnienia rejestrowane jest generowane w komorze ciśnienie.K100

Rys. 4. 13 Przykład M-skanu generowanego w trakcie pomiaru przez układ tonometru ssOCT. Widocznajest wywołana strumieniem powietrza deformacji rogówki oraz soczewki.W trakcie analizy uzyskanych danych wyznacza się względne odkształcenie obupowierzchni rogówki oraz przedniej powierzchni soczewki. Analizując oryginalneM-skany można odnieść błędne wrażenie, że odkształcenie powierzchni soczewki jestprzeciwne niż kierunek działania strumienia powietrza. Wynika to z faktu, iż naM-skanie nie uwzględniono współczynnika załamani rogówki (n c =1,389) oraz cieczywodnistej (n ah =1,343) wewnątrz przedniej komory. Uwzględnienie wartościwspółczynników załamania jest konieczne w celu poprawnego przedstawieniakrzywych odkształcenia (Rys. 4. 14).Rys. 4. 14 Względne odkształcenie obu powierzchni rogówki (krzywa czerwona i zielona) oraz przedniejpowierzchni soczewki (krzywa niebieska) wywołane działaniem strumienia powietrza.Analizując krzywe względnego odkształcenia można wyznaczyć szereg parametrówopisujących ilościowo badany proces odkształcenia: grubość rogówki, amplitudyodkształcenia dla wszystkich trzech powierzchni, zmiana głębokości przedniej komoryoka (odległość od tylnej powierzchni rogówki do przedniej powierzchni soczewki), czas101

deformacji (w tym czas osiągnięcia maksymalnej amplitudy odkształcenia oraz czaspotrzebny na powrót powierzchni do położenia początkowego), prędkości deformacji.Z badania zdrowych ochotników przeprowadzonych w warunkach kontrolnych orazgodzinę po zastosowaniu kropli obniżających ciśnienie wewnątrzgałkowe (Brimonidinetartrate 0.2%, Allergan) wynika, że gdy ciśnienie maleje obserwuje się wzrost takżeamplitudy odkształcenia powierzchni rogówki. Ponieważ użyte krople mogą wpływaćna zmianę biomechaniki rogówki – może to mieć wpływ na otrzymywane wynikiodkształcenia. Zdecydowano się zatem na przeprowadzenie eksperymentu, w którymbadano oczy pięciorga ochotników 8 razy w ciągu dnia w 100 minutowych odstępachmiędzy sesjami pomiarowymi. Ze względu na naturalne dobowe wahania ciśnieniawewnątrzgałkowego zaobserwowano również wahania w mierzonych amplitudachwychylenia rogówki. Porównanie amplitud odkształcenia z referencyjnym pomiaremwykonanym z pomocą podręcznego tonometru (TonoPen XL, Reichert) nie wykazałożadnych korelacji.Problemem poprawnej analizy krzywych odkształcenia jest brak dobrej, całkowiciewiarygodnej i nieinwazyjnej metody pomiaru ciśnienia, która stanowiła by referencję dopomiarów za pomocą tonometru ssOCT. Wartość amplitudy odkształcenia rogówkimoże posłużyć do szacowania dobowych zamian IOP dla jednego oka, ponieważwłaściwości biomechaniczne rogówki nie powinny podlegać dobowym wahaniom. Niejest możliwe natomiast rozstrzygnięcie, czy różne wartości wychylenia dla oczuróżnych pacjentów są wynikiem różnych IOP, czy też oczy te różnią się właściwościamibiomechanicznymi. Możliwy jest także wpływ obu czynników równocześnie.Wywołane przyłożoną siłą (strumień powietrza) fazy ładowania (wymuszanieodkształcenia) i rozładowania (powrót do stanu początkowego) procesu odkształceniamożna przedstawić za pomocą krzywych histerezy. Na jednej z osi wykresu odkładasię siłę wymuszającą (wartość ciśnienia w komorze), na drugim zaś odkształcenierogówki (krzywa odkształcenia). Zbiór krzywych histerezy, dla 8 pomiarów dobowychoka jednego z pacjentów zaprezentowano na (Rys. 4. 15).102

Rys. 4. 15 Krzywe histerezy odpowiadające odkształceniu przedniej powierzchni oka. Różne koloryodpowiadają pomiarom tego samego oka w kolejnych sesjach pomiarowych, przeprowadzonychw stuminutowych odstępach.Można zauważyć, że krzywe pokrywają się w pierwszej fazie procesu (ładowanie).Może to być związane z faktem, że prezentowane wyniki dotyczą tego samego oka,właściwości biomechaniczne nie uległy zatem zmianie. Te same fragmenty krzywychhisterezy dla różnych oczu wykazują pewne różnice w nachyleniu względem osix. Możliwe więc, że analiza fazy ładowania pozwoli na uzyskanie informacjio biomechanice rogówki. Z drugiej strony istnieje szansa, że analiza fazy rozładowania,lub pola powierzchni zamkniętego krzywą histerezy, pozwoli na oszacowania wartościciśnienia wewnątrzgałkowego. Obie możliwości wymagają weryfikacji doświadczalnej,którą autor niniejszej rozprawy chciałby przeprowadzić już po złożeniu rozprawy.103

5. PODSUMOWANIERozprawa poświęcona jest tomografii optycznej OCT. Motywacją powziętych badańbyło obrazowanie przedniego odcinka oka ludzkiego, które stawia przed konstruktoremukładu OCT szereg specyficznych wymagań. Dotyczą one głównie rozmiarów tegofragmentu oka oraz dużego zróżnicowania składających się na niego struktur. Pożądanyukład OCT powinien cechować się dużą szybkością obrazowania, odpowiednio wysokączułością oraz dużym zakresem dynamicznym. Powinien pozwalać także na pomiardużych obszarów w trzech wymiarach.Poszukując rozwiązań dla stawianych wymagań postanowiono rozpocząć prace nadukładem OCT pracującym z laserem strojonym (ssOCT – ang. Swept Source OpticalCoherence Tomography) jako alternatywy do rozwijanej dotychczas przez naszą grupęspektralnej tomografii optycznej. W pierwszej części rozprawy autor rozważateoretycznie różnice w pracy oby odmian fourierowskiej OCT, szczególnieuwzględniają czynniki mogące mieć wpływ na obrazowanie przedniego odcinka okaludzkiego.Ponieważ jednym z kryteriów jest szybkość obrazowania szczególną uwagę poświęconolaserom strojonym z synchronizacją modów wnęki (FDML – ang. Fourier DomainMode Locking).Aby sprawdzić, czy możliwe jest zrealizowanie wymagań stawianych w obrazowaniuprzedniego odcinka oka poprzez zastosowanie laserów strojonych z synchronizacjąmodów wnęki jako źródła światła w OCT, prowadzono równolegle prace nad budowąprototypu lasera strojonego oraz konstrukcją odpowiedniego tomografu OCT.W wyniku prac autora niniejszej rozprawy powstał pierwszy w Polsce, i jedenz niewielu na świecie, laser strojony z synchronizacją modów wnęki. We wrześniu 2008roku na konferencji w Canterbury w Anglii oraz następnie w styczniu 2009 rokupodczas konferencji w San Jose w USA autor zaprezentował wyniki otrzymane zapomocą najszybszego w tamtym momencie układu ssOCT do obrazowania przedniegodocinka oka z szybkością 200 000 linii tomogramu na sekundę [32, 102].Obiecujące wyniki początkowych badań były bodźcem do dalszych prac na laserem.Prezentowane tutaj rezultaty badań różnych możliwych realizacji wnęki lasera104

strojonego, pozwoliły na lepsze zrozumienie specyfiki działania lasera strojonego,znaczne zwiększenie stabilności jego pracy oraz na poprawę osiąganych parametrówukładu ssOCT. Dzięki temu wzrosła znacznie wiarygodność i powtarzalnośćobrazowania, co z kolei pozwoliło na użycie tomografu ssOCT w badaniachklinicznych [138].W pracy niniejszej wykazano, że ultraszybka tomografii ssOCT pozwala na spełnieniewymagań stawianych w obrazowaniu przedniego odcinka oka. Zważywszy na bardzopomyślny wynik porównania skonstruowanego przez autora pracy układuz komercyjnym układem do obrazowania komory przedniej (Oculus Pentacam), wydajesię, że tomografia optyczna z użyciem laserów strojonych stanie się w niedługim czasiepodstawowym instrumentem diagnostycznym w praktyce okulistycznej.Wyniki prac autora rozprawy stanowić mogą punkt wyjścia do dalszych prac nadlaserami strojonym. Potencjalnymi kierunkami rozwoju mogą być nowe nowatorskiekonstrukcje wnęki lasera, lub też nowe realizacje elementu strojonego wnęki.Obserwowany znaczny postęp w szybkości pracy laserów strojonych będzie takżewymagał opracowania nowych metod pozwalających na bardzo szybkie sterowaniewiązką skanującą głowicy obrazującej tomografu.105

6. DODATEK ALista publikacji autoraPublikacje w czasopismach recenzowanych:1. Michalina Gora, Karol Karnowski, Maciej Szkulmowski, Bartlomiej J. Kaluzny,Robert Huber, Andrzej Kowalczyk, Maciej Wojtkowski, “Ultra high-speed sweptsource OCT imaging of the anterior segment of human eye at 200 kHz withadjustable imaging range” Optics Express 17(17), 14880- 14894, 20092. Bartlomiej J Kaluzny, Michalina Gora, Karol Karnowski, Ireneusz Grulkowski,Andrzej Kowalczyk, and Maciej Wojtkowski: „Imaging of the Lens Capsule withan Ultrahigh Resolution Spectral Optical Coherence Tomography Prototype Basedon a Femtosecond Laser”, Br. J. Ophthalmol, Br J Ophthalmol 2010;94:275-2773. Karol Karnowski, Bartlomiej J. Kaluzny, Maciej Szkulmowski, Michalina Gora,and Maciej Wojtkowski: “Corneal topography with high-speed swept source OCTin clinical examination”, Biomedical Optics Express, Vol. 2, Issue 9, pp. 2709-2720(2011)4. David Alonso-Caneiro, Karol Karnowski, Bartlomiej J. Kaluzny, AndrzejKowalczyk, and Maciej Wojtkowski: “Assessment of corneal dynamics with highspeedswept source Optical Coherence Tomography combined with an air puffsystem”, Optics Express, Vol. 19, Issue 15, pp. 14188-14199 (2011)Pełne artykuły w materiałach konferencyjnych:1. K. Karnowski, M. Gora, B. Kaluzny, R. Huber, M. Szkulmowski, A. Kowalczyk,M. Wojtkowski: "Swept source OCT imaging of human anterior segment at 200kHz", Proc. SPIE, Vol. 7163 (2009)2. I. Grulkowski, G. Wilczynski, D. Bukowska, D. Ruminski, K. Karnowski, J.Wlodarczyk, M. Szulmowski, A. Kowalczyk, M. Wojtkowski: “Cortical blood flowimaging of mouse stroke model by high-speed spectral OCT”, Proc. SPIE, 7883E-109, 20113. K. Karnowski, David Alonso-Caneiro, B. Kaluzny, A. Kowalczyk, M.Wojtkowski: " Swept source OCT with air puff chamber for corneal dynamicsmeasurements ", Proc. SPIE, Vol. 8209 (2012)4. J. Wyszkowska, I. Gorczynska, D. Ruminski, K. Karnowski, A. Kowalczyk, M.Stankiewicz, M. Wojtkowski: " Fourier domain OCT imaging of Americancockroach nervous system ", Proc. SPIE, Vol. 8213 (2012)106

7. DODATEK BUzupełniający materiał filmowyDo rozprawy dołączono płytę z materiałem filmowym przedstawiającym wizualizacjedanych OCT uzyskanych za pomocą układów ssOCT zaprezentowanych w rozdziale 4.Zawartość płyty:a) PrzedniaKomora3D.mpg (Rys. 4. 2 – str. 89)b) ReakcjaNaBodziecŚwietlny.avi (Rys. 4. 4 – str. 91)c) OpadającaSoczewka2D.avi (Rys. 4. 5 – str. 91)d) OpadającaSoczewkaEnFace.avi (Rys. 4.6 – str. 92)107

8. DODATEK CSygnał interferencyjny w układzie detekcji różnicowej.Wyprowadzenie wzoru przeprowadzone zostanie dla wybranego układu pozwalającegona realizację detekcji różnicowej (jest to jeden z dwóch układów interferometrycznychużywanych przez autora w czasie badań nad doktoratem). Mimo, że analiza dotyczyukładów ssOCT, może być również zaadoptowana w odniesieniu do układówspektralnego OCT.Dla interferometru przedstawionego na Rys. C. 1 (będącego pewną modyfikacjąinterferometru Macha-Zehndera) bardzo istotne może okazać się odpowiednie dobraniewspółczynnika transmisji β 1 pierwszego sprzęgacza kierunkowego. Szczególnie jeślilaser strojony będący źródłem światła nie zapewnia dużych mocy wyjściowych(powyżej 10 mW).Rys. C. 1 Schemat układu tomografu optycznego OCT przystosowanego do detekcji różnicowejw postaci zmodyfikowanego interferometru Macha-Zehndera. Za pomocą E, E r , E p , E D1 , E D2 – oznaczonozespolone wartości pola elektrycznego w kluczowych punktach układu interferometru,Promieniowanie lasera za pomocą pierwszego sprzęgacza kierunkowego(o natężeniowym współczynniku transmisji β 1) oraz cyrkulatorów (o sumarycznymnatężeniowym współczynniku transmisji γ c ) kierowane jest do ramion obiektowegoi referencyjnego interferometru.108

Zespolona wartość pola padającego na sprzęgacz kierunkowy od strony lasera możezostać zapisana w postaci:, C.1gdzie: Ω jest częstością optyczną światła w próżni, k jest liczbą falową światła, t i z tozmienne kolejno czasowa i przestrzenna.W ramieniu referencyjnym światło ulega odbiciu od zwierciadła referencyjnegoo natężeniowym współczynniku odbicia R r . W ramieniu obiektowym światło ulegarozproszeniu/odbiciu na N warstwach badanego obiektu o natężeniowychwspółczynnikach rozproszenia/odbicia r p , położonych w odległości z r +z p od dzielnikawiązki.Wartość pola padającego powracającego z ramienia obiektowego i padającego na drugisprzęgacz kierunkowy (natężeniowy współczynnik transmisji β 2 ) wyraża się wzorem:C.2Czynnik dwa pojawia się ze względu na dwukrotne pokonanie drogi z r przez wiązkę.Uwzględniono zmianę fazy o π przy odbiciu od zwierciadła referencyjnego.Analogiczne wyrażenie możemy zapisać dla wiązki rozproszonej wstecznie/ odbitej odstruktury warstw obiektu:C.3Pojawiający się czynnik π/2 wynika ze zmiany fazy przy przejściu „skośnym” przezdzielnik wiązki, czynnik ϕ p to zmiana fazy odpowiadająca odbiciu od p-tej warstwyobiektu.Spójne promieniowanie interferuje za sprzęgaczem kierunkowym. Zespolone wartościpola na obu kanałach (D1 oraz D2) układu detekcji różnicowej wyrażać się będziewzorami:C.4109

+C.4+ ,gdzie E D1 (k,t) oraz E D2 (k,t) opisują zespolone wartości pola padające odpowiednio nadetektory D1 oraz D2 układu detekcji różnicowej, E rD1 (k,t), E rD2 (k,t) – opisujązespoloną wartość pola pochodzącego z ramienia referencyjnego, zaś E pD1 (k,t), E pD2 (k,t)– opisują zespoloną wartość pola pochodzącego z ramienia obiektowego. W obuprzypadkach uwzględniono w zależności od sposobu przejścia przez sprzęgaczpomiarowy przesunięcie fazy o π/2 oraz natężeniowe współczynniki transmisjiβ 2 i (1- β 2 ).Aby poprawić przejrzystość wyprowadzanych wyrażenie wprowadźmy pewne stałeopisujące osłabienie wiązek w opisywanym układzie interferometru:C.5Widmową gęstość mocy światła, które pada na kanał D1 układu detekcji różnicowejmożna wyrazić w postaci:C.6< > oznacza średniowanie po czasie dużo dłuższym od okresu drgań polaelektromagnetycznego. W celu przejrzystości kolejne człony powyższego wyrażeniabędą analizowane oddzielnie.[D1_1] człon pierwszy dotyczący wyłącznie wiązki pochodzącej z ramieniareferencyjnego110

C.7[D1_2] człon drugi dotyczący wyłącznie wiązki pochodzącej z ramienia obiektowegoC.8Sumę eksponentów, korzystając ze wzorów Eulera, można przedstawić w postaci:C.9111

Zatem ostatecznieC.10Człony [D1_3] i [D1_4] będą analizowane razem:C.11Ponownie korzystamy ze wzorów Eulera i dostajemy relację na [D1_3] + [D1_4]:C.12Zbierając dodając [D1_1], [D1_2], [D1_3], [D1_4] otrzymamy:C.13112

Wprowadza się widmową gęstość mocy promieniowania jakie emituje źródło:C.14Po wyśredniowaniu wyrażenia (C.13) i uwzględnieniu (C.14) otrzymamy:C.15Analogiczne przeliczenia wykonujemy dla drugiego kanału układu detekcji (D2):+C.16[D2_1] człon pierwszy dotyczący wyłącznie wiązki pochodzącej z ramieniareferencyjnego113C.17

[D2_2] człon drugi dotyczący wyłącznie wiązki pochodzącej z ramienia obiektowegoC.18Części [D2_3] i [D2_4] będą analizowane jednocześnie:C.19114

Ponownie korzystamy ze wzorów Eulera i dostajemy relację na [D2_3] + [D2_4]:C.20Sumując razem [D2_1], [D2_2], [D2_3] i [D2_4]otrzymamy:C.21Po wyśredniowaniu wyrażenia (C.21) i uwzględnieniu (C.14) otrzymamy:C.22115

Sygnałem wyjściowym układu detekcji różnicowej jest sygnał będący różnicą sygnałówzarejestrowanych na kanałach D1 oraz D2 układu detekcji:== ++ +C.23++Ponieważ:C.24Możemy ostatecznie zapisać:= +=+ ++C.25+Idealna detekcja różnicowa zakłada, żeC.26Wtedy :C.27Zatem w przypadku idealnej detekcji różnicowej sygnał wyjściowy układu detekcjirożnicowej będzie miał postać:= C.28116

=W układzie z idealną detekcją różnicową pozostaje tylko część użyteczna sygnału OCT.W celu uzyskania informacji o strukturze badanego obiektu do zarejestrowanegosygnału prążków (C.28) stosuje się transformatę Fouriera:C.29Wprowadzamy nieunormowaną funkcję spójności Γ(z), która zgodnie z twierdzeniemWienera-Chinczyna jest transformacją Fouriera widma źródła światła:C.30Informacja o strukturze obiektu zawarta jest w module transformaty (A.29):C.31117

9. DODATEK DUkład sterowania filtrem Fabry-PerotaSterowanie filtrem Fabry-Perota odbywa się poprzez zmianę przyłożonego do elementupiezoelektrycznego filtra napięcia. Powoduje to zmianę odległości między końcówkamiświatłowodów i skutkuje zmianą długości fali transmitowanej przez filtr Fabry-Perotalinii. Amplituda składowej zmienna (U AC ) sygnału sterującego pozwala na ustalenieszerokości widmowej skanowania filtra Fabry-Perota. Ponieważ w ogólności dlaskładowej stałej sygnału równej zero zakres widmowy pracy filtra może nie pokrywaćsię z zakresem widmowym, w którym pracuje półprzewodnikowy wzmacniaczoptyczny (Rys. D. 1), konieczna jest możliwość kontroli wartości składowej stałej U offsetnapięcia sterującego.Rys. D. 1 Składowa zmienna U AC sygnału sterującego filtrem Fabry-Perota determinuje osiągany zakreswidmowy pracy lasera. Składowa stała U offset sygnału napięciowego pozwala na przesunięcie zakresupracy w zakres widmowy, w którym pracuje wzmacniacz optyczny (krzywa zielona)W celu dodania składowej stałej Uoffset do zmienno-napięciowego sygnału sterującegoU AC użyto układu „bias tee” (Rys. D. 2). Jest to układ RLC, w którym kondensatorC zabezpiecza źródła napięcia przemiennego U AC odcinając składową stałą napięcia,zaś cewka L stanowi dużą reaktancję dla składowej stałej napięcia U AC , którą tłumizabezpieczając źródło napięcia stałego. Wartości R1 oraz R2 rezystorów, pojemnościkondensatora C oraz indukcyjności cewki L dobrano eksperymentalnie, stosującw prezentowanym układzie zamiast filtra Fabry-Perota zastępczą pojemność 2,5 uF.Ostatecznie w układzie sterującym pracą filtra Fabry-Perota zastosowano następująceparametry: R1=4 Ω, R2=100 Ω, C=15 μF, L=0,02 mH.118

Rys. D. 2 Schemat ideowy układu sterowania filtrem Fabry-Perota.119

10. BIBLIOGRAFIA[1] H. K. Huang, and S. C. Wu, “The evaluation of mass densities of the humanbody in vivi from CT Scans,” Computers in Biology and Medicine, 6(4), 337-343 (1976).[2] T. C. Lauenstein, S. C. Goehde, C. U. Herborn et al., “Whole-Body MRImaging: Evaluation of Patients for Metastases1,” Radiology, 233(1), 139-148(2004).[3] M. J. Paulus, S. S. Gleason, S. J. Kennel et al., “High Resolution X-rayComputed Tomography: An Emerging Tool for Small Animal CancerResearch,” Neoplasia, 2(1/2), 62 (2000).[4] S.-C. Lee, K. Kim, J. Kim et al., “One Micrometer Resolution NMRMicroscopy,” Journal of Magnetic Resonance, 150(2), 207-213 (2001).[5] H. Ishikawa, and J. S. Schuman, “Anterior segment imaging: ultrasoundbiomicroscopy,” Ophthalmology clinics of North America, 17(1), 7-20 (2004).[6] R. H. Silverman, J. Cannata, K. K. Shung et al., “75 MHz ultrasoundbiomicroscopy of anterior segment of eye,” Ultrasonic imaging, 28(3), 179-88(2006).[7] [Handbook of Biological Confocal Microscopy] Springer, (2006).[8] L. Wang, and H.-i. Wu, [Biomedical Optics - Principles and Imaging] Wiley-Interscience, (2007).[9] Z. Bielecki, and A. Rogalski, “Detekcja sygnałów optycznych,” WydawnictwoNaukowo-Techniczne, Warszawa, (2001).[10] D. Huang, E. Swanson, C. Lin et al., “Optical coherence tomography,” Science,254(5035), 1178-1181 (1991).[11] E. A. Swanson, J. A. Izatt, M. R. Hee et al., “In vivo retinal imaging by opticalcoherence tomography,” Opt. Lett., 18(21), 1864-1866 (1993).[12] R. Windecker, M. Fleischer, B. Franze et al., “Two methods for fast coherencetomography and topometry,” Journal of Modern Optics, 44(5), 967-977 (1997).[13] A. Rollins, S. Yazdanfar, M. Kulkarni et al., “In vivo video rate opticalcoherence tomography,” Opt. Express, 3(6), 219-229 (1998).[14] M. Wojtkowski, T. Bajraszewski, P. Targowski et al., “Real-time in vivoimaging by high-speed spectral optical coherence tomography,” Opt. Lett.,28(19), 1745-1747 (2003).[15] M. Wojtkowski, R. Leitgeb, A. Kowalczyk et al., “In vivo human retinalimaging by Fourier domain optical coherence tomography,” J Biomed Opt, 7(3),457-63 (2002).[16] S. Yun, G. Tearney, B. Bouma et al., “High-speed spectral-domain opticalcoherence tomography at 1.3 ?m wavelength,” Opt. Express, 11(26), 3598-3604(2003).[17] B. Potsaid, I. Gorczynska, V. J. Srinivasan et al., “Ultrahigh speed Spectral /Fourierdomain OCT ophthalmic imaging at70,000 to 312,500 axial scans persecond,” Opt. Express, 16(19), 15149-15169 (2008).[18] S. Yun, G. Tearney, J. de Boer et al., “High-speed optical frequency-domainimaging,” Opt. Express, 11(22), 2953-2963 (2003).[19] S. R. Chinn, E. A. Swanson, and J. G. Fujimoto, “Optical coherence tomographyusing a frequency-tunable optical source,” Opt. Lett., 22(5), 340-342 (1997).[20] F. Lexer, C. K. Hitzenberger, A. F. Fercher et al., “Wavelength-tuninginterferometry of intraocular distances,” Appl. Opt., 36(25), 6548-6553 (1997).120

[21] R. Huber, M. Wojtkowski, J. G. Fujimoto et al., “Three-dimensional and C-mode OCT imaging with a compact, frequency swept laser source at 1300 nm,”Opt. Express, 13(26), 10523-10538 (2005).[22] S.-W. Huang, A. D. Aguirre, R. A. Huber et al., “Swept source opticalcoherence microscopy using a Fourier domain mode-locked laser,” Opt.Express, 15(10), 6210-6217 (2007).[23] R. Huber, D. C. Adler, V. J. Srinivasan et al., “Fourier domain mode locking at1050 nm for ultra-high-speed optical coherence tomography of the human retinaat 236,000 axial scans per second,” Opt. Lett., 32(14), 2049-2051 (2007).[24] R. Huber, M. Wojtkowski, K. Taira et al., “Amplified, frequency swept lasersfor frequency domain reflectometry and OCT imaging: design and scalingprinciples,” Opt. Express, 13(9), 3513-3528 (2005).[25] I. Grulkowski, M. Gora, M. Szkulmowski et al., “Anterior segment imagingwith Spectral OCT system using a high-speed CMOS camera,” Optics Express,17(6), 4842-4858 (2009).[26] R. Huber, M. Wojtkowski, and J. G. Fujimoto, “Fourier Domain Mode Locking(FDML): A new laser operating regime and applications for optical coherencetomography,” Opt. Express, 14(8), 3225-3237 (2006).[27] R. Huber, D. C. Adler, and J. G. Fujimoto, “Buffered Fourier domain modelocking: unidirectional swept laser sources for optical coherence tomographyimaging at 370,000 lines/s,” Opt. Lett., 31(20), 2975-2977 (2006).[28] W. Wieser, B. R. Biedermann, T. Klein et al., “High-Quality 3-D ImagingwithMultimegahertz OCT,” Opt. Photon. News, 21(12), 28-28.[29] T. Klein, W. Wieser, R. André et al., "Multi-MHz retinal OCT imaging using anFDML laser," OSA Technical Digest. BTu3A.90.[30] W. Wieser, B. R. Biedermann, T. Klein et al., “Multi-Megahertz OCT: Highquality 3D imaging at 20 million A-scans and 4.5 GVoxels per second,” Opt.Express, 18(14), 14685-14704.[31] B. J. Kaluzny, M. Gora, K. Karnowski et al., “Imaging of the lens capsule withan ultrahigh-resolution spectral optical coherence tomography prototype basedon a femtosecond laser,” British Journal of Ophthalmology, 94(3), 275-277.[32] M. Gora, K. Karnowski, M. Szkulmowski et al., “Ultra high-speed swept sourceOCT imaging of the anterior segment of human eye at 200 kHz with adjustableimaging range,” Opt. Express, 17(17), 14880-14894 (2009).[33] A. Szkulmowska, M. Szkulmowski, D. Szlag et al., “Three-dimensionalquantitative imaging?of retinal and choroidal blood flow velocity using jointSpectral and Time domain Optical Coherence Tomography,” Opt. Express,17(13), 10584-10598 (2009).[34] T. Schmoll, C. Kolbitsch, and R. A. Leitgeb, “Ultra-high-speed volumetrictomography of human retinal blood flow,” Opt. Express, 17(5), 4166-4176(2009).[35] B. Braaf, K. A. Vermeer, V. A. D. P. Sicam et al., “Phase-stabilized opticalfrequency domain imaging at 1-µm for the measurement of blood flow in thehuman choroid,” Opt. Express, 19(21), 20886-20903.[36] I. Grulkowski, G. Wilczynski, D. Bukowska et al., [Cortical blood flow imagingof mouse stroke model by high-speed Spectral OCT] Spie-Int Soc OpticalEngineering, Bellingham.[37] J. Wyszkowska, I. Gorczynska, D. Ruminski et al., [Fourier domain OCTimaging of American cockroach nervous system] Spie-Int Soc OpticalEngineering, Bellingham.121

[38] A. F. Fercher, “OPTICAL COHERENCE TOMOGRAPHY,” Journal ofBiomedical Optics, 1(2), 157-173 (1996).[39] E. A. Swanson, D. Huang, M. R. Hee et al., “High-speed optical coherencedomain reflectometry: erratum,” Opt. Lett., 17(7), 547-547 (1992).[40] B. E. Bouma, and G. J. Tearney, “Handbook of Optical CoherenceTomography,” Informa Healthcare, (2001).[41] A. F. Fercher, C. K. Hitzenberger, W. Drexler et al., “In vivo optical coherencetomography,” American Journal of Ophthalmology, 116(1), 113-114 (1993).[42] P. N. T. Wells, “The medical applications of ultrasonics,” Reports on Progress inPhysics, 33(1), 45 (1970).[43] A. M. Rollins, and J. A. Izatt, “Optimal interferometer designs for opticalcoherence tomography,” Opt. Lett., 24(21), 1484-1486 (1999).[44] B. Liu, and M. E. Brezinski, “Theoretical and practical considerations ondetection performance of time domain, Fourier domain, and swept source opticalcoherence tomography,” J Biomed Opt, 12(4), 044007 (2007).[45] R. Leitgeb, C. Hitzenberger, and A. Fercher, “Performance of fourier domain vs.time domain optical coherence tomography,” Opt. Express, 11(8), 889-894(2003).[46] M. Choma, M. Sarunic, C. Yang et al., “Sensitivity advantage of swept sourceand Fourier domain optical coherence tomography,” Opt. Express, 11(18), 2183-2189 (2003).[47] J. F. de Boer, B. Cense, B. H. Park et al., “Improved signal-to-noise ratio inspectral-domain compared with time-domain optical coherence tomography,”Opt. Lett., 28(21), 2067-2069 (2003).[48] M. Wojtkowski, “High-speed optical coherence tomography: basics andapplications,” Appl. Opt., 49(16), D30-D61.[49] B. E. A. Saleh, and M. C. Teich, “Fundamentals of Photonics,” Wiley Series inPure and Applied Optics, (1991).[50] M. A. Parker, “Physics of Optoelectronics,” Taylor & Francis, (2005).[51] B. E. Saleh, and M. Teich, “Fundamentals of Photonics,” Wiley, (1991).[52] B. Bouma, and G. J. Tearney, “Handbook of Optical Coherence Tomography,”Taylor & Francis, (2001).[53] M. A. Choma, C. Yang, and J. A. Izatt, “Instantaneous quadrature lowcoherenceinterferometry with 3×3 fiber-optic couplers,” Opt. Lett., 28(22),2162-2164 (2003).[54] M. Wojtkowski, A. Kowalczyk, R. Leitgeb et al., “Full range complex spectraloptical coherence tomography technique in eye imaging,” Opt. Lett., 27(16),1415-1417 (2002).[55] P. Targowski, M. Wojtkowski, A. Kowalczyk et al., “Complex spectral OCT inhuman eye imagingin vivo,” Optics Communications, 229, 79-84 (2003).[56] T. Electronics, “M/A-COM Application Note #3027,” (www.macom.com).[57] F. Huang, W. Yang, and W. S. Warren, “Quadrature spectral interferometricdetection and pulse shaping,” Opt. Lett., 26(6), 382-384 (2001).[58] E. D. J. Smith, S. C. Moore, N. Wada et al., “Spectral domain interferometry forOCDR using non-Gaussian broadband sources,” IEEE Photon. Technol. Lett,13(1), 64-66 (2001).[59] A. G. Podoleanu, “Unbalanced versus balanced operation in an opticalcoherence tomography system,” Appl. Opt., 39(1), 173-182 (2000).[60] A. Bradu, and A. G. Podoleanu, “Fourier domain optical coherence tomographysystem with balance detection,” Opt. Express, 20(16), 17522-17538.122

[61] J.-S. Park, M.-Y. Jeong, and C.-S. Kim, “Post-tuning of Sample Position inCommon-path Swept-source Optical Coherence Tomography,” J. Opt. Soc.Korea, 15(4), 380-385.[62] C. Blatter, B. Grajciar, C. M. Eigenwillig et al., “Extended focus high-speedswept source OCT with self-reconstructive illumination,” Opt. Express, 19(13),12141-12155.[63] T. Klein, W. Wieser, C. M. Eigenwillig et al., “Megahertz OCT for ultrawidefieldretinal imaging with a 1050nm Fourier domain mode-locked laser,” Opt.Express, 19(4), 3044-3062.[64] P. Meemon, and J. P. Rolland, “Swept-source based, single-shot, multidetectablevelocity range Doppler optical coherence tomography,” Biomed. Opt.Express, 1(3), 955-966.[65] B. Potsaid, B. Baumann, D. Huang et al., “Ultrahigh speed 1050nm sweptsource / Fourier domain OCT retinal and anterior segment imaging at 100,000 to400,000 axial scans per second,” Opt. Express, 18(19), 20029-20048.[66] J. W. Goodman, “Statistical optics,” Wiley, (2000).[67] Y. Chen, D. M. de Bruin, C. Kerbage et al., “Spectrally balanced detection foroptical frequency domain imaging,” Opt. Express, 15(25), 16390-16399 (2007).[68] C. C. Rosa, and A. G. Podoleanu, “Limitation of the Achievable Signal-to-NoiseRatio in Optical Coherence Tomography Due to Mismatch of the BalancedReceiver,” Appl. Opt., 43(25), 4802-4815 (2004).[69] C. E. Shannon, “Communication in the presence of noise,” Proc. Institute ofRadio Engineers, 37(1), 10-21 (1949).[70] T. Bajraszewski, M. Wojtkowski, M. Szkulmowski et al., “Improved spectraloptical coherence tomography using optical frequency comb,” Opt. Express,16(6), 4163-4176 (2008).[71] V. M. Gelikonov, G. V. Gelikonov, and P. A. Shilyagin, “Linear-wavenumberspectrometer for high-speed spectral-domain optical coherence tomography,”Optics and Spectroscopy, 106(3), 459-465.[72] Y. Watanabe, and T. Itagaki, “Real-time display on SD-OCT using a linear-inwavenumberspectrometer and a graphics processing unit,” Proceedings of theSPIE, 7554, (2010).[73] Z. Hu, and A. M. Rollins, “Fourier domain optical coherence tomography with alinear-in-wavenumber spectrometer,” Opt. Lett., 32(24), 3525-3527 (2007).[74] N. Zhang, T. Chen, C. Wang et al., “Spectral-domain optical coherencetomography with a Fresnel spectrometer,” Opt. Lett., 37(8), 1307-1309.[75] C. M. Eigenwillig, B. R. Biedermann, G. Palte et al., “K-space linear Fourierdomain mode locked laser and applications for optical coherence tomography,”Opt. Express, 16(12), 8916-8937 (2008).[76] Y. Yasuno, V. D. Madjarova, S. Makita et al., “Three-dimensional and highspeedswept-source optical coherence tomography for in vivo investigation ofhuman anterior eye segments,” Opt. Express, 13(26), 10652-10664 (2005).[77] W. Kai, G. Huang, Z. H. Ding et al., [High-speed spectral-domain opticalcoherence tomography at 830nm wavelength] Spie-Int Soc Optical Engineering,Bellingham(2008).[78] I. V. Larina, N. Sudheendran, M. Ghosn et al., “Live imaging of blood flow inmammalian embryos using Doppler swept-source optical coherencetomography,” JBO Letters, (2008).123

[79] Y.-J. Hong, S. Makita, F. Jaillon et al., “High-penetration swept source Doppleroptical coherence angiography by fully numerical phase stabilization,” Opt.Express, 20(3), 2740-2760.[80] B. Baumann, B. Potsaid, M. F. Kraus et al., “Total retinal blood flowmeasurement with ultrahigh speed swept source/Fourier domain OCT,” Biomed.Opt. Express, 2(6), 1539-1552.[81] S. H. Yun, G. Tearney, J. de Boer et al., “Motion artifacts in optical coherencetomography with frequency-domain ranging,” Opt. Express, 12(13), 2977-2998(2004).[82] M. R. Hamblin, and T. N. Demidova, “Mechanisms of low level light therapy,”Proceedings of the SPIE, 6140, 1-12 (2006).[83] M. H. Niemz, “Laser-Tissue Interactions,” Springer, (2004).[84] M. Szkulmowski, M. Wojtkowski, P. Targowski et al., “Spectral shaping andleast square iterative deconvolution in spectral OCT,” 424-431 (2004).[85] M. Szkulmowski, “Numeryczne Metody Zwiększania Jakości Obrazów wSpektralnej Tomografii Optycznej,” Wydział Fizyki, Astronomii i InformatykiStosowanej, praca doktorska, (2008).[86] P. Targowski, and M. Iwanicka, “Optical Coherence Tomography: its role in thenon-invasive structural examination and conservation of cultural heritageobjects-a review,” Applied Physics a-Materials Science & Processing, 106(2),265-277.[87] M. A. Choma, K. Hsu, and J. A. Izatt, “Swept source optical coherencetomography using an all-fiber 1300-nm ring laser source,” Journal ofBiomedical Optics, 10(4).[88] H. Lim, J. F. de Boer, B. H. Park et al., “Optical frequency domain imaging witha rapidly swept laser in the 815-870 nm range,” Opt. Express, 14(13), 5937-5944 (2006).[89] S. H. Yun, C. Boudoux, G. J. Tearney et al., “High-speed wavelength-sweptsemiconductor laser with a polygon-scanner-based wavelength filter,” Opt. Lett.,28(20), 1981-1983 (2003).[90] S. H. Yun, G. Tearney, J. de Boer et al., “Pulsed-source and swept-sourcespectral-domain optical coherence tomography with reduced motion artifacts,”Opt. Express, 12(23), 5614-5624 (2004).[91] W. Y. Oh, S. H. Yun, G. J. Tearney et al., “Wide tuning range wavelengthsweptlaser with two semiconductor optical amplifiers,” Photonics TechnologyLetters, IEEE, 17(3), 678-680 (2005).[92] B. Vakoc, S. Yun, J. de Boer et al., “Phase-resolved optical frequency domainimaging,” Opt. Express, 13(14), 5483-5493 (2005).[93] Y. Yasuno, Y. Hong, S. Makita et al., “In vivo high-contrast imaging of deepposterior eye by 1-um swept source optical coherence tomography andscatteringoptical coherence angiography,” Opt. Express, 15(10), 6121-6139 (2007).[94] C. Kerbage, H. Lim, W. Sun et al., “Large depth-high resolution full 3Dimaging of the anterior segments of the eye using high speed optical frequencydomain imaging,” Opt. Express, 15(12), 7117-7125 (2007).[95] V. J. Srinivasan, R. Huber, I. Gorczynska et al., “High-speed, high-resolutionoptical coherence tomography retinal imaging with a frequency-swept laser at850 nm,” Opt. Lett., 32(4), 361-363 (2007).[96] S. Yamashita, and M. Asano, “Wide and fast wavelength-tunable mode-lockedfiber laser based on dispersion tuning,” Opt. Express, 14(20), 9299-9306 (2006).124

[97] Y. Nakazaki, and S. Yamashita, “Fast and wide tuning range wavelength-sweptfiber laser based on dispersion tuning and its application to dynamic FBGsensing,” Opt. Express, 17(10), 8310-8318 (2009).[98] M. P. Minneman, J. Ensher, M. Crawforda et al., "All-Semiconductor High-Speed Akinetic Swept-Source for OCT," Proceedings of SPIE. 8311, 831116.[99] F. M. De Sopra, H. P. Zappe, M. Moser et al., “Near-infrared vertical-cavitysurface-emitting lasers with 3-MHz linewidth,” Photonics Technology Letters,IEEE, 11(12), 1533-1535 (1999).[100] E. C. Vail, G. S. Li, Y. Wupen et al., “High performance and novel effects ofmicromechanical tunable vertical-cavity lasers,” Selected Topics in QuantumElectronics, IEEE Journal of, 3(2), 691-697 (1997).[101] I. Grulkowski, J. J. Liu, B. Potsaid et al., “Retinal, anterior segment and full eyeimaging using ultrahigh speed swept source OCTwith vertical-cavity surfaceemitting lasers,” Biomed. Opt. Express, 3(11), 2733-2751.[102] K. Karnowski, M. Gora, B. Kaluzny et al., [Swept source OCT imaging ofhuman anterior segment at 200 kHz] Spie-Int Soc Optical Engineering,Bellingham(2009).[103] R. H. Stolen, “Nonlinearity in fiber transmission,” Proceedings of the IEEE,68(10), 1232-1236 (1980).[104] R. G. Smith, “Optical Power Handling Capacity of Low Loss Optical Fibers asDetermined by Stimulated Raman and Brillouin Scattering,” Appl. Opt., 11(11),2489-2494 (1972).[105] D. R. Dykaar, S. G. Grubb, J. Simpson et al., "2.5 Gb/s Raman Amplifier at 1.3µm in Germanosilicate Fibers," 1995 OSA Technical Digest Series. 8, PD1.[106] P. B. Hansen, A. J. Stent, L. Eskilden et al., “High sensitivity 1.3 &mu;moptically preamplified receiver using Raman amplification,” Electronics Letters,32(23), 2164-2165 (1996).[107] C. Simonneau, C. Moreau, L. Gasca et al., "Highly Erbium-Doped FibersCharacterization and Modeling for Erbium Doped Fiber Amplifiers in WDMRegime," Technical Digest (CD). WB4.[108] B. Pedersen, W. J. Minisalco, S. Zemon et al., "Neodymium- andpraseodymium-doped fiber power amplifiers," 1992 OSA Technical DigestSeries. 17, WB4.[109] V. A. Aseev, A. S. Zlatov, N. V. Nikonorov et al., “Gain spectra in ytterbiumerbiummetaphosphate glasses for microlasers,” J. Opt. Technol., 75(3), 203-205(2008).[110] P. Yan, S. Yin, and M. Gong, “175-W continuous-wave master oscillator poweramplifier structure ytterbium-doped all-fiber laser,” Chin. Opt. Lett., 6(8), 580-582 (2008).[111] V. Morin, E. Taufflieb, and I. Clarke, "+20 dBm Praseodymium Doped FiberAmplifier single-pumped at 1030 nm," OSA Trends in Optics and PhotonicsSeries. 16, FAW11.[112] K.-I. Suzuki, Y. Fukada, K. Saito et al., "Gain-Clamped Praseodymium-DopedFiber Amplifier for Burst-Mode Amplification," Technical Digest (CD). WC2.[113] T. Whitley, R. Wyatt, D. Szebesta et al., “High output power from an efficientpraseodymium-doped fluoride fiber amplifier,” Photonics Technology Letters,IEEE, 5(4), 401-403 (1993).[114] Y. S. Seo, R. Sasahara, Y. Fujimoto et al., "10.6 dB gain at a 1310 nmwavelength for a bismuth-doped silica fiber amplifier." FE2_2.125

[115] V. K. Konenko, and Gribkovs.Vp, “SATURATION EFFECTS INSEMICONDUCTOR OPTICAL AMPLIFIERS AND FILTERS,” Optics andSpectroscopy-Ussr, 29(5), 517-& (1970).[116] T. Durhuus, B. Mikkelsen, C. Joergensen et al., “All-optical wavelengthconversion by semiconductor optical amplifiers,” Journal of LightwaveTechnology, 14(6), 942-954 (1996).[117] M. J. Omahony, “SEMICONDUCTOR-LASER OPTICAL AMPLIFIERS FORUSE IN FUTURE FIBER SYSTEMS,” Journal of Lightwave Technology, 6(4),531-544 (1988).[118] R. J. Manning, A. D. Ellis, A. J. Poustie et al., “Semiconductor laser amplifiersfor ultrafast all-optical signal processing,” Journal of the Optical Society ofAmerica B-Optical Physics, 14(11), 3204-3216 (1997).[119] M. J. Connelly, “Semiconductor Optical Amplifiers,” Springer, (2002).[120] B. F. Kennedy, S. Philippe, F. Surre et al., “Investigation of polarizationdependent gain dynamics in a bulk SOA,” Optics Communications, 272(2), 490-495 (2007).[121] T. Kakitsuka, Y. Shibata, M. Itoh et al., “Theoretical analysis of polarizationsensitivity of strained bulk SOAs,” Proc. SPIE, 4283, 398-405.[122] J. H. Marburger, and F. S. Felber, “THEORY OF A LOSSLESS NON-LINEARFABRY-PEROT-INTERFEROMETER,” Physical Review A, 17(1), 335-342(1978).[123] P. Jacquinot, “The Luminosity of Spectrometers with Prisms, Gratings, orFabry-Perot Etalons,” J. Opt. Soc. Am., 44(10), 761-765 (1954).[124] K. F. Renk, and L. Genzel, “Interference Filters and Fabry-Perot Interferometersfor the Far Infrared,” Appl. Opt., 1(5), 643-648 (1962).[125] E. H. Turner, and R. H. Stolen, “Fiber Faraday circulator or isolator,” Opt. Lett.,6(7), 322-323 (1981).[126] http://www.tpub.com/neets/tm/30NVM022.GIF.[127] www.corning.com/opticalfiber, “Single-Mode Dispersion MeasurementMethod.”[128] W. Wieser, T. Klein, D. C. Adler et al., “Extended coherence length megahertzFDML and its application for anterior segment imaging,” Biomed. Opt. Express,3(10), 2647-2657.[129] M. Y. Jeon, J. Zhang, and Z. Chen, “Characterization of Fourier domainmodelocked wavelength swept laser for optical coherence tomographyimaging,” Opt. Express, 16(6), 3727-3737 (2008).[130] D. C. Adler, W. Wieser, F. Trepanier et al., “Extended coherence length Fourierdomain mode locked lasers at 1310 nm,” Opt. Express, 19(21), 20930-20939.[131] Y. Huang, K. Zhang, J. U. Kang et al., “Noncontact common-path Fourierdomain optical coherence tomography method for in vitro intraocular lens powermeasurement,” J Biomed Opt, 16(12), 126005.[132] A. N. S. Institute, “American National Standard for Safe Use of Lasers,” ANSIZ136.1, (2007).[133] B. J. Kaluzny, W. Fojt, A. Szkulmowska et al., “Spectral optical coherencetomography in video-rate and 3D imaging of contact lens wear,” Optom. Vis.Sci., 82(12), 1104–1109 (2007).[134] C. Roberts, “Corneal topography: a review of terms and concepts,” J CataractRefract Surg, 22(5), 624-9 (1996).126

[135] M. W. Belin, and S. S. Khachikian, “An introduction to understanding elevationbasedtopography: how elevation data are displayed - a review,” ClinExperiment Ophthalmol, 37(1), 14-29 (2009).[136] S. D. Klyce, “Computer-assisted corneal topography. High-resolution graphicpresentation and analysis of keratoscopy,” Invest Ophthalmol Vis Sci, 25(12),1426-35 (1984).[137] S. A. Read, M. J. Collins, R. Iskander et al., “Corneal topography withScheimpflug imaging and videokeratography : comparative study of normaleyes,” Journal of Cataract and Refractive Surgery, 35(6), 1072-1081.[138] K. Karnowski, B. J. Kaluzny, M. Szkulmowski et al., “Corneal topography withhigh-speed swept source OCT in clinical examination,” Biomedical OpticsExpress, 2(9), 2709-2720.[139] D. A. Luce, “Determining in vivo biomechanical properties of the cornea withan ocular response analyzer,” J Cataract Refract Surg, 31(1), 156-62 (2005).[140] R. L. Stamper, “A History of Intraocular Pressure and Its Measurement,”Optometry & Vision Science, 88(1), E16-E2810.1097/OPX.0b013e318205a4e7.[141] H. Goldmann, and T. Schmidt, “Ăśber Applanationstonometrie,”Ophthalmologica, 134(4), 221-242 (1957).[142] K. F. Damji, R. H. Muni, and R. M. Munger, “Influence of corneal variables onaccuracy of intraocular pressure measurement,” J Glaucoma, 12(1), 69-80(2003).[143] F. A. La Rosa, R. L. Gross, and S. Orengo-Nania, “Central corneal thickness ofCaucasians and African Americans in glaucomatous and nonglaucomatouspopulations,” Arch Ophthalmol, 119(1), 23-7 (2001).[144] M. M. Whitacre, R. A. Stein, and K. Hassanein, “The effect of corneal thicknesson applanation tonometry,” Am J Ophthalmol, 115(5), 592-6 (1993).[145] W. Śródka, “Model biomechaniczny ludzkiej gałki ocznej,” OficynaWydawnicza Politechniki Wrocławskiej, (2010).[146] W. Srodka, and D. R. Iskander, “Optically inspired biomechanical model of thehuman eyeball,” J Biomed Opt, 13(4), 044034 (2008).[147] G. J. Orssengo, and D. C. Pye, “Determination of the true intraocular pressureand modulus of elasticity of the human cornea in vivo,” Bull Math Biol, 61(3),551-72 (1999).[148] J. Liu, and C. J. Roberts, “Influence of corneal biomechanical properties onintraocular pressure measurement: quantitative analysis,” J Cataract RefractSurg, 31(1), 146-55 (2005).[149] F. A. Medeiros, and R. N. Weinreb, “Evaluation of the influence of cornealbiomechanical properties on intraocular pressure measurements using the ocularresponse analyzer,” J Glaucoma, 15(5), 364-70 (2006).[150] C. J. Roberts, A. M. Mahmoud, I. Ramos et al., “Factors influencing cornealdeformation and estimation of intraocular pressure,” in ARVO(2011), (2011).[151] D. Alonso-Caneiro, K. Karnowski, B. J. Kaluzny et al., “Assessment of cornealdynamics with high-speed swept source Optical Coherence Tomographycombined with an air puff system,” Optics Express, 19(15), 14188-14199.127

11. CURRICULUM VITAE AUTORA ROZPRAWYKAROL MARIAN KARNOWSKIData i miejsce urodzenia:2 listopada 1979, ChełmnoAdres: Grudziądzka 31/586-200 Chełmnowoj. kujawsko-pomorskieTelefon: +48 697 74 37 80e-mail:karnow@fizyka.umk.plWykształcenie9 grudnia 2009 Otwarcie przewodu doktorskiego :” Ultraszybka tomografiaoptyczna OCT z użyciem laserów strojonych”20072 listopada 20052003-2005Rozpoczęcie studiów doktoranckich na Uniwersytecie MikołajaKopernika w Toruniu, opiekun naukowy: dr hab. MaciejWojtkowski, profesor UMKObrona pracy magisterskiej: “Symulacja pracy układunapędowego z silnikiem synchronicznym prądu przemiennego wMatlabie”, opiekun naukowy: dr inż. Kazimierz KarwowskiStudia magisterskie na Wydziale Fizyki Astronomiii Informatyki Stosowanej UMK w Toruniu, kierunek:Komputerowe Systemy Sterujące2003 Obrona pracy licencjackiej: “Generator impulsówpseudolosowych”, opiekun naukowy: dr Zygmunt Turło2000-2003Studia licencjackie na Wydziale Fizyki Astronomii i InformatykiStosowanej UMK w Toruniu, kierunek: MiernictwoKomputeroweProjekty naukowe1. Kierownik grantu: MNiSW N N202 482039, „Ultraszybka tomografia optyczna OCTz użyciem laserów strojonych”, 2010-2012128

2. Wykonawca grantu: NCBiR-LIDER-851-F, „Rozwój metod badania aktywnościtkanek nerwowych za pomocą tomografii optycznej OCT z detekcją fourierowską” ,2010-20133. Wykonawca grantu: MNiI N N402 084435, „Zastosowanie optycznej tomografiiOCT z użyciem strojonego źródła światła w diagnostyce przedniego odcinka gałkiocznej”, 2009-20114. Wykonawca grantu: MNiI 1P03B 06830, „Opracowanie metody i budowaurządzenia do analizy i obrazowania półprzezroczystych struktur trówymiarowych znanometrową rozdzielczością za pomocą światła o częściowej spójności”, 2006-2009Nagrody i stypendia1. Stypendium Konferencyjne Fundacji na rzecz Nauki Polskiej 2012 na wyjazd nakonferencję ARVO.2. Stypendysta projektu „Krok w Przyszłość – stypendia dla doktorantów IV edycja”3. Dyplom za wyróżniającą pracę przedstawioną na II Polskiej Konferencji Optycznej,Międzyzdroje 27.06-01.07.20114. Best Oral Presentation - Second Place, 2nd International Student Workshop on LaserApplications 2011, Bran, Rumunia5. Stypendysta projektu „Krok w Przyszłość – stypendia dla doktorantów III edycja”pierwszy i drugi nabór6. Officer Travel Grant Award for SPIE Optics + Photonics – 2010 (grant pokrywającykoszty podróży oraz diety w czasie pobytu na konferencji SPIE Optics + Photonics)7. Artykuł "Ultra high-speed swept source OCT imaging of the anterior segment of thehuman eye at 200 kHz with adjustable imaging range", którego jestem współautoremzostał wybrany do publikacji w Virtual Journal for Biomedical Optics (VJBO) - 20098. Stypendysta projektu „Stypendia dla doktorantów 2008-09 ZPORR” - (stypendiumw ramach działania 2.6. ZPORR. Projekt współfinansowany był ze środków UniiEuropejskiej w ramach Europejskiego Funduszu Społecznego)Popularyzacja nauki1. 15-16 grudnia 2007 Warsztaty Fizyczne – warsztaty na temat tomografii optycznejOCT dla młodzieży ze szkół województwa kujawsko-pomorskiego2. 2011-2012 Współorganizator ogólnopolskiego konkursu „Sztuka Widzenia”129

3. 24 wrzesień 2010 – I Toruńska Noc Naukowców – współorganizator warsztatów„Złap Światło”4. 15-19 kwietnia 2011 – współprowadzący warsztaty fotograficzne „Szkiełko i Oko”,5. wrzesień 2011 – II Toruńska noc naukowców – współorganizator warsztatów „Zróbsobie zdjęcie 3D”6. kwiecień 2012 – warsztaty dotyczące robienia zdjęć 3D (anaglify) w ramachToruńskiego Festiwalu Nauki i SztukiPrzynależność do organizacji naukowych1. SPIE (the International Society for Optical Engineering)2. OSA (the Optical Society)3. ARVO (the Associacion for Research in Vision and Ophthalmology)4. Członek studenckiej sekcji SPIE w Toruniu od 2007 (prezes sekcji na rok akademicki2010/11 [współorganizator IV International SPIE Students' Chapters Meeting 2009 orazOPTO Meeting for Young Researchers & V International SPIE Students’ ChaptersMeeting 2010 w Toruniu]5. Członek studenckiej sekcji OSA w Toruniu od 2009 [organizator OPTO Meeting 2011w Toruniu]Publikacje w czasopismach recenzowanych1. Michalina Gora, Karol Karnowski, Maciej Szkulmowski, Bartlomiej J. Kaluzny, RobertHuber, Andrzej Kowalczyk, Maciej Wojtkowski, “Ultra high-speed swept source OCTimaging of the anterior segment of human eye at 200 kHz with adjustable imaging range”Optics Express 17(17), 14880- 14894, 20092. Bartlomiej J Kaluzny, Michalina Gora, Karol Karnowski, Ireneusz Grulkowski, AndrzejKowalczyk, and Maciej Wojtkowski: „Imaging of the Lens Capsule with an UltrahighResolution Spectral Optical Coherence Tomography Prototype Based on a FemtosecondLaser”, Br. J. Ophthalmol, Br J Ophthalmol 2010;94:275-2773. Karol Karnowski, Bartlomiej J. Kaluzny, Maciej Szkulmowski, Michalina Gora, andMaciej Wojtkowski: “Corneal topography with high-speed swept source OCT in clinicalexamination”, Biomedical Optics Express, Vol. 2, Issue 9, pp. 2709-2720 (2011)4. David Alonso-Caneiro, Karol Karnowski, Bartlomiej J. Kaluzny, Andrzej Kowalczyk, andMaciej Wojtkowski: “Assessment of corneal dynamics with high-speed swept sourceOptical Coherence Tomography combined with an air puff system”, Optics Express, Vol.19, Issue 15, pp. 14188-14199 (2011)130

Pełne artykuły w materiałach konferencyjnych1. K. Karnowski, M. Gora, B. Kaluzny, R. Huber, M. Szkulmowski, A. Kowalczyk,M. Wojtkowski: "Swept source OCT imaging of human anterior segment at 200 kHz",Proc. SPIE, Vol. 7163 (2009)2. I. Grulkowski, G. Wilczynski, D. Bukowska, D. Ruminski, K. Karnowski, J. Wlodarczyk,M. Szulmowski, A. Kowalczyk, M. Wojtkowski: “Cortical blood flow imaging of mousestroke model by high-speed spectral OCT”, Proc. SPIE, 7883E6, 20113. K. Karnowski, David Alonso-Caneiro, B. Kaluzny, A. Kowalczyk, M. Wojtkowski: "Swept source OCT with air puff chamber for corneal dynamics measurements ", Proc.SPIE, Vol. 8209 (2012)4. J. Wyszkowska, I. Gorczynska, D. Ruminski, K. Karnowski, A. Kowalczyk,M. Stankiewicz, M. Wojtkowski: " Fourier domain OCT imaging of American cockroachnervous system ", Proc. SPIE, Vol. 8213 (2012)Udział w konferencjach1. 7-9 Maj 2008, “Swept Source Optical Coherence Tomography”, SPIE III InternationalCharter Meeting, Wrocław2. 8-10 wrzesień 2008, “Anterior Segment Imaging Using High Speed Swept Source OCT”,1st Canterbury Workshop on Optical Coherence Tomography&Adaptive Optics,Canterbury, UK3. 24 - 29 stycznia 2009, “Swept source OCT imaging of humananterior segment at 200 kHz”,Biomedical Optics w ramach sympozjum SPIE Photonic West 2009, San Jose, CA, USA4. 23 – 28 stycznia 2010, “Corneal topography and pachymetry using high-speed sweptsource OCT”, The International Symposium on Biomedical Optics, San Francisco, CA,USA5. 09-16 kwietnia 2010, “Quantitative analysis of the human cornea using high-speed sweptsource OCT”, OSA BIOMED (Biomedical Optics), Miami, Floryda, USA6. 1-5 sierpnia 2010, “OPTICS IN VARIOUS APPLICATIONS”, SPIE Optics + Photonics,San Diego, CA, USA7. 1-5 Maj 2011, “Measuring corneal biomechanical properties and intraocular pressurewith swept source Optical Coherence Tomography”, ARVO2011 VISIONARYGENOMICS, Fort Lauderdale, Floryda, USA8. 22-26 Maj 2011, “Measuring corneal biomechanical properties and intraocular pressurewith swept source Optical Coherence Tomography”,European Conference on BiomedicalOptics, Monachium, Niemcy,9. 31 Maj – 4 Czerwiec 2011, “Beyond structural imaging – cornea examination usingcombined air-puff tonometery and OCT system with swept source laser”, 2nd International131

Student Workshop On Laser Applications, Bran, Rumunia10. 27 Czerwiec – 1 Lipiec 2011, „Tomografia optyczna OCT z użyciem laserów strojonychobrazowanie właściwości biomechanicznych rogówki”, II Polska Konferencja Optyczna,Międzyzdroje11. 18-19 listopad 2011, „Obrazowanie dynamiki odkształceń struktur przedniego odcinka okaza pomocą tomografu OCT z użyciem lasera strojonego”, II Konferencja BadańPodstawowych w Okulistyce, Kraków12. 21-26 styczeń 2012 , “Swept source OCT with air puff chamber for corneal dynamicsmeasurements”, The International Symposium on Biomedical Optics, San Francisco, USA13. 6-10 maj 2012, “Diurnal variations of anterior segment deformation induced by air-puffssOCT system compared with IOP variations”, ARVO (the Association for Research inVision and Ophthalmology), Floryda, USA14. 17-20 maj 2012, “Swept source laser - flexible light source for biomedical imaging”, OptoMeeting for Young Researchers & 7th International SPIE Students Chapter, GliwiceWnioski patentowe1. Wniosek o udzielenie patentu: "Sposób i urządzenie do pomiaru ciśnieniawewnątrzgałkowego i właściwości biomechanicznych rogówki", Zgłoszenie P.394188Języki obceAngielskibardzo dobry w mowie i piśmieHobbyFotografia, muzyka, film.132