CN1451094A - 使用场基光散射光谱学的方法和系统 - Google Patents

Abstract

这项发明涉及场基光散射光谱学的系统和方法。这些系统和方法通过测定细胞特征的尺寸和分布提供组织诊断。场基测量结果提供由材料内的散射和入射波前的相互作用产生的相位信息。这些测量结果可以用来提供三维的组织图象。

Description

使用场基光散射光谱学的方法和系统

相关的专利申请

这份申请要求2000年4月28日提交的美国专利申请第60/200,187号的权益。在此通过引证将上述申请的全部教导并入。政府的支持

这项发明全部或部分地得到来自National Institutes for Health(国立卫生保健研究所)的专项拨款P41-RR02594的支持。政府在这项发明中具有某些权利。

本发明的现有技术

业已表明光学成像技术对于许多生物医学应用是有用的诊断工具。迄今，人们越来越多地利用组织与光线的相互作用研究生物学组织结构。例如，利用光散射光谱学(LSS)通过测定反射光的光谱的周期性确定尺寸与光线的波长相当的散射体的尺寸和折射指数的分布。在标准的病理分析中，细胞核对尺寸和折射指数的变化的敏感性可以给出细胞异常活动的指示。例如，癌变前期的上皮细胞呈现细胞核增大。

一般地说，获得来自体内组织的光谱学信息是困难的，因为来自周围组织的散射光往往使有用的光学信号变得模糊不清。这可以通过光谱学与提供隔离来自生物样品的特定部分的散射光的能力的生物医学成像技术相结合予以解决。例如，光散射技术已在内窥镜诊察期间被用来测定在身体的上皮衬层中细胞核的尺寸分布和折射指数变化。在这些研究中，借助光纤探头收集来自组织的反向散射白光的强度并且进行光谱分析。细胞核的行为类似于Mie散射体。这样的颗粒随着波长变化呈现与它们的尺寸(通常为5-15微米)和相对折射指数成正比的周期性的强度变化。因此，光散射光谱学(LSS)是重要的，因为细胞核尺寸变化和它们的染色质含量(涉及折射指数)是发育不良的主要指标，癌症的前兆，而治疗在这个早期阶段实现时是最简单和有效的。但是，基于强度的LSS仅仅提供二维图象。

光学相干性断层摄影术(OCR)是另一种已被发展成用于研究生物学组织，尤其是用于生物学系统中非侵入性断层成像的诊断工具。OCT使用低相干性的干涉测量法以类似于超声波脉冲回波成像的方式产生来自内部的组织微结构的光散射的三维图象。OCT具有几微米的纵向和横向分辨率并且能够检测如同入射光功率的大约10^-10那样小的反射信号。

在OCT中，组织被放在用宽带光源照明的Michelson干涉仪中。由于光源的相干长度有限，从干涉仪的参比臂返回的光线和通过内部样品的反射被反向散射的光线仅仅在干涉仪的臂的光学路径长度被调整到光源相干长度范围内时才相长地或相消地干涉。扫描参比臂长度产生每个内部样品反射沿着样品臂光束作为深度的函数出现在检测器电流中的局域性干涉图。包含许多沿着其深度分布的反射部位的样品(例如，生物组织)产生检测器电流，该电流包含这种干涉图的多次重叠拷贝的总和。组织的反射率对深度的分布图(叫做A-Scan)是通过在记录检测器电流期间扫描基准镜获得的。检测器电流的包络线或轮廓可以通过以固定的速度扫描基准镜同时在最终产生的多普勒频率下将检测器电流解调用大动态范围记录下来。组织散射体的断层图象(叫做B-Scans)是通过在组织表面上用探查光束扫描收集连续的A-Scan获得的。由此产生的二维数据集被用来绘制灰度曲线或伪彩色图象。但是，OCT不提供功能图象，因为最终的分辨率不提供尺寸、形状和其它特征能揭示异常细胞活动的细胞核的图象。

本发明的概述

本发明涉及使用场基光散射光谱学提供三维图象的以及用来确定生物组织的物理特征系统和方法。三维图象提供关于包括诸如细胞核的尺寸、形状、结构之类的细胞或其它结构的特征以及可以包括运动性和混沌状态的细胞动力学的信息。场基LSS系统把光谱学信息并入低相干性干涉仪系统。这种场基型的LSS可以区别于基于强度的LSS，因为它能够孤立用于研究的生物组织的小区域和产生关于散射场的相位以及振幅的信息。因为场基LSS测量波前的相位和波前均匀性以及提供高度的空间分辨率，所以场基LSS可以将细胞核的形状和空间分布与细胞核的尺寸和折射指数一起测量。为了确定细胞核的形状，散射光的振幅波前、相位波前和波前不均匀性的测量结果被合并。细胞核的空间分布是通过勾画考虑到在探查区域上细胞核密度的成像的三维轮廓确定的。

在优选实施方案中，场基LSS系统包括测量光场的位置和角度分布的斜角光散射系统。角度分布提供关于相位波前均匀性(散射光的相干性)中的变化的信息以及指出散射体的尺寸。这个系统可以包括用来提供经过准直照射在正在研究的材料或组织的感兴趣的区域上的具有第一和第二两种波长的相关光的诸如激光器之类的光源和光学系统。另外，基准光沿着路径长度可调的光学路径被引导通过该光学系统。致动器被用来以选定的速度改变路径长度，以致基准光和从正在考核的材料返回的光线的方向可以产生打算经过分析确定材料的选定的特征的外差信号。

在另一个优选实施方案中，场基LSS系统包括动态的光散射系统，以便通过把场基LSS与当时的测量结果合并测定诸如细胞核之类的组织结构在选定的小区域内的动态特性。小目标的运动可以通过考核其诸如自相关函数和功率谱之类的统计特性用激光的散射予以检测。

本发明的优选实施方案包括用光纤传送和收集来自组织的光线的系统，以便在体外或体内提供实时的诊断测量结果。使用该系统的优选的方法包括通过把收集到的数据储存在计算机的存储器中和把收集到的数据与以前储存在电子存储器或数据库中的参考数据进行比较来分析收集到的数据。

本发明的上述和其它目的、特点和优点通过下面对用同样的参考符号在不同的附图中始终指代同一部分的附图予以图解说明的本发明的优选实施方案的更详细的说明将变得明显。这些附图不必按比例绘制，而是把重点放在图解说明本发明的原则上。

附图简要说明

图1图解说明按照本发明使用场基光散射光谱学的系统的示意图。

图2图解说明按照本发明实测的数据点的理论拟合曲线。

图3图解说明按照本发明的斜角光散射系统的优选实施方案的示意图。

图4A和4B图解说明按照本发明的理论角度分布。

图5A和5B图解说明与按照本发明的斜角光散射系统有关的路径延迟和强度测量结果。

图6图解说明按照本发明的动态光散射光谱学系统优选实施方案的方框图。

图7图解说明与按照本发明的动态光散射光谱学系统有关的的相关测量结果。

图8示意地图解说明与本发明结合使用的纤维光学系统。

本发明的详细说明

参照图1，被图解说明的场基LSS系统10包括带两个低相干性光源的Miechelson干涉仪。这个特定的实施方案中，按千万亿分之一秒(150fs)模式操作的相干的MIRA Titsapphire激光器12产生800纳米光线。实测的相干长度大约为30微米。这种光线的一部分被转换器15这样处理，以致它借助CSKOptronics LBO第二谐波生成晶体被分离并且向上转换到400纳米。请注意：两个以上分开的光源可以被用来提供两种以上供特定的测量使用的波长。经过转换后的光线再次与原始光束合并。在两个波长之间优选存在相当大的重叠(即，大于50％，优选大于80％)。减少重叠将增加照射给定的表面或体积的扫描时间。合并后的光束14被光束分离器16分成探查光束18和基准光束20。作为替代，在使用可变波长光源的情况下可以使用单一的光束。

探查光束18借助12.7毫米焦距的消色差透镜22聚焦到样品上。在样品处400纳米分量和800纳米分量的功率分别为14毫瓦和5.5毫瓦。光束腰部在透镜处是1.1和2.1毫米(FWHM)，从而导致光束腰部在焦点是5.9和6.2微米，而Rayleigh长度是270和150微米。当相干长度短于Rayleigh长度时，探头区域可以被近似地表示成圆柱体。在这个区域内计算的光束重叠是98％，因此保证材料26范围内同样的颗粒同时被两种波长的光线照射。

基准光束20被沿着线性轴线27以恒定的速度移动的反射镜24反射，其中包括在400纳米和800纳米下分别为14.6和7.3kHz的多普勒频移。然后，它与从材料26反向散射的探查光再次合并并且被传送到二向色镜30，该二向色镜把400纳米分量和800纳米分量分开并且把它们交付给分开的自动平衡感光器(New Focus 2007)32、34。光瞳36、38被置于检测器前方适当的位置，以便限制被收集的光线的数量。在这个特定的实施方案中，光瞳具有0.9毫米的半径。从聚光透镜22到检测器的距离是大约50厘米。基准光束的一部分被第二分光镜25分离出来并且被传送到第二二向色镜40。来自该二向色镜的两个输出分量被交付给感光器的基准口42、44。这起在两种波长下消除功率波动的作用。

在每个波长下由反向散射的探查光束和适当地多普勒频移的基准光束的干涉作用造成的外差信号被感光器检测。每个信号都是利用Stanford Research 830型锁定放大器阵列46、48进行测量的。外差信号的强度显示在显示器50或示波器上和/或用计算机52记录下来。

在按照本发明测量样品的实例中，带一薄层大约3毫米厚的透明凝胶的样品池跟在悬浮在凝胶中的一层聚苯乙烯微球体的后面。探查光束通过第一层进入样品并且聚焦于第一和第二层之间的界面。这两层具有同样的折射指数，从而保证在它们之间没有反射界面。所以，任何观察到的外差信号都可以仅仅归因于来自微球体的散射。

聚苯乙烯微球体在0.53至6.09微米范围内变动并且可以从Bangs Laboratories、Polysciences Inc.和Spherotech Inc.获得。就这些样品而言，微球体在第二层范围内的体积浓度被维持在1.3％。根据用探查光束在焦点处的腰部及其相干长度定义的大约850立方微米的照射体积，被照射的微球体的平均数量从对于0.535微米的微球体而言的140变动到对于6.1微米的微球体而言的0.1。微球体对凝胶的折射指数是单独测量的，为1.19±0.01。为了计算出探查光束在第一层凝胶中的衰减和吸收，这些结果利用来自用反射镜代替第二层凝胶的样品池的外差信号规范化。

实测的外差信号的振幅主要取决于三个因素：被照射的微球体的数目、它们在探查光束内的位置和它们产生的反向散射的数量。可能由前两个因素造成的误差包括它们可能潜在地歪曲测量结果和使光散射光谱的周期性结构变得模糊。如上所述，这些贡献可以通过调整400和800纳米的光束分量和采用在焦点处近似相等的光束腰部被减少到最低限度或消除。这保证两种波长的光束分量照射样品的同一区域并因此照射相同的微球体。所以，利用两种波长下的信号比，任何对微球体的数目和位置的依从关系都可以被规范化。

一般地说，来源于一群散射体的反射光束与基准光束的干涉的外差信号可以被表示成：

其中E_r( ρ)是与检测器相关联的基准光束的电场，ρ是在检测器表面上的空间坐标，E_T( ρ)是按与基准光束相同的方向偏振的信号电场的振幅分量。从此往后，所有关于电场的讨论都是指那些按基准光束的偏振平面偏振的电场。符号Δω表示外差频率，t代表时间，而φ_T( ρ)是与基准场相关联的信号场的相移，[…] _ρ 表示对检测器面积求平均，|…|表示振幅。 $\left|\right[2E_r\left(\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}\right)E_T\left(\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}\right)e^{i{\mathrm{\ψ}}_T{\left(\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}\right)}_T}{]}_{\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}}|=|\underset{j=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\underset{i=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\left[2E_r\left(\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}\right)E\left(\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}\right)e^{i{\mathrm{\ψ}}_{j,i}j,i\left(\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}\right)}{]}_{\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}}\right|---\left(1b\right)$

其中φ_j，i( ρ)表示与已在样品中精确地经受j次散射事件的第i条轨迹相关联的散射电场的振幅，而且φ_j，i( ρ)有相关联的相位。

式(1)右侧的每一项都可以被重写成：

其中 E_r和 E_j，i表示E_r( ρ)和E_j，i( ρ)在检测器面积上的均方根平均值； φ_j，i( ρ)表示有效的平均相移。散射场的相位和振幅都必须在检测器上求平均，因为散射体上的入射光将以不同的方向按不同的量被散射。基准场被表示成在检测器上具有高斯横向空间变化。参数α_ji是空间相干因子。它度量φ_j，i( ρ)的均匀性以及E_j，i( ρ)与E_r( ρ)的相关性。它的最大值2发生在φ_j，i( ρ)在检测器表面上恒定不变而且就分布图而言对E_r( ρ)具有相同的E_j，i( ρ)的时候。请注意： E_r和 E_j，i分别是在检测器处平均的基准强度和散射强度的平方根。

请注意：α_j，i随着j的数值增加非常迅速地减少。这表明：只要单独散射的光线和多重散射的光线以可比的量存在，外差测量就强烈地偏爱优先检测单独散射的光线。光线在诸如组织之类的浑浊介质的表面附近的散射就属于这种情况。因此，在我们的案例中，被测量的外差信号可以用式1b中与α_1，i相关联的项近似： $\left|\right[2E_r\left(\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}\right)E_T\left(\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}\right)e^{i{\mathrm{\ψ}}_T\left(\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}\right)}{]}_{\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}}|\≈{\stackrel{\‾}{E}}_r|\underset{i=1}{\overset{N}{\mathrm{\Σ}}}{\mathrm{\α}}_{1,i}{\stackrel{\‾}{E}}_{1,i}{e}^{i{\stackrel{\‾}{\mathrm{\ψ}}}_{1,i}}|---\left(3\right)$

请注意：由于只有一个散射事件的轨迹的数目等于被照射的散射体的数目N，所以在式3中的加和是以N作为终点的。外差信号的振幅可以用式3计算出来： $H=\left|\right[2E_r\left(\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}\right)E_T\left(\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}\right)e^{i{\mathrm{\ψ}}_T\left(\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}\right)}{]}_{\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}}|$ $\≈E_r\sqrt{\underset{I=1}{\overset{N}{\mathrm{\Σ}}}{\left({\mathrm{\α}}_{1,j}{\stackrel{\‾}{E}}_{1,j}\right)}^2+\underset{i=1}{\overset{N}{\mathrm{\Σ}}}\underset{i^{\′}=1}{\overset{N}{\mathrm{\Σ}}}\underset{i^{\′}\≠i}{{\mathrm{\α}}_{1,i}{\mathrm{\α}}_{1,i^{\′}}}{\stackrel{\‾}{E}}_{1,i}{\stackrel{-}{E}}_{1,i^{\′}}\cos ({\stackrel{\‾}{\mathrm{\ψ}}}_{1,i}-{\stackrel{\‾}{\mathrm{\ψ}}}_{1,i^{\′}})}$ $\≈{\stackrel{\‾}{E}}_r\sqrt{\underset{I=1}{\overset{N}{\mathrm{\Σ}}}{\left({\mathrm{\α}}_{1,i}{\stackrel{\‾}{E}}_{1,i}\right)}^2}---\left(4\right)$

如果诸 _1，i是不相关的而且在探查区域中散射体的数目N是大的，那么式4中的交叉项是可以忽略的。后一个必要条件可以通过对取自样品上不同点的足够多的测量结果求平均得到满足。诸 φ_1，i互不相关这一假设通过留意除了来自散射体的散射光累计的非零相移之外还存在由于来自散射体的光线在不同的深度横越不同的往返距离组成的额外的随机相移就可以理解。假设在这种测量中相邻散射体之间的平均空间距离至少是1.8微米，即大约为800纳米波长的2.2倍，那么散射光的贡献不可能是相关的。

就具有被波长为λ的光线照射的直径为D的微球体的介质而言，我们有由每个散射体抵达检测器的光线的平均强度 I(λ，D)的平方根给出的平均场(强) E(λ，D)。然后，来自式4的外差信号的总体均方根平均值可以被写成： $H(\mathrm{\λ},D)|\mathrm{ensemble}-\mathrm{rms}={\stackrel{-}{E}}_r\sqrt{\underset{i\_0}{\overset{N}{\mathrm{\Σ}}}{\left(\mathrm{\α}(\mathrm{\λ},D,{\stackrel{\‾}{d}}_i){\stackrel{-}{E}}_{1,i}(\mathrm{\λ},D,{\stackrel{-}{d}}_i)\right)}^2}|\mathrm{ensemble}-\mathrm{rms}$ $=\sqrt{N}{\stackrel{\‾}{E}}_r\stackrel{\‾}{\mathrm{\α}}(\mathrm{\λ},D){\stackrel{\‾}{E}}_r(\mathrm{\λ},D)=\sqrt{N}{\stackrel{\‾}{E}}_r\stackrel{\‾}{\mathrm{\α}}(\mathrm{\λ},D)\sqrt{\stackrel{\‾}{I}(\mathrm{\λ},D)}---\left(5\right)$

其中 d_i是第i个散射体距焦点的位移。 α(λ，D)是为计算α_j，i(λ，D， d_i)对总体求平均的外差信号的贡献定义的参数。这是散射过程的基本表征。请注意：式4中除了 E_r之外所有的参数都是λ、D和 d_i的函数；这是在式5中变得明确的。

在基于强度的LSS中，N可以通过在许多波长下测量反向散射强度被发现。关于这种测量方法的更多的细节在1997年10月10日归档的美国专利申请第08/948,734号中可以找到，在此通过引证将这份专利申请的全部内容并入。同样的事情在场基LSS中也可以做。令人遗憾的是在仅有的两个波长下测量外差信号时不能精确地确定N。但是，由于两个波长下的光束分量得到很好的调整并因此照射同一聚焦区，所以在每次测量中相同的散射体都被同时照射。为了提供总体平均值，进行M次H的单独测量(每次光束位置不同)并且求和，然后对在每个波长下的所有的测量结果求和。于是，两个和的比值R把对N的任何依赖性都消除掉： $R=\frac{\sqrt{\underset{l=1}{\overset{M}{\mathrm{\Σ}}}{H}_l^2({\mathrm{\λ}}_1,D)}}{\sqrt{\underset{l=1}{\overset{M}{\mathrm{\Σ}}}{H}_l^2({\mathrm{\λ}}_2,D)}}\≈\frac{\stackrel{\‾}{\mathrm{\α}}({\mathrm{\λ}}_1,D)\sqrt{\stackrel{\‾}{I}({\mathrm{\λ}}_1,D)}}{\stackrel{\‾}{\mathrm{\α}}({\mathrm{\λ}}_2,D)\sqrt{\stackrel{\‾}{I}({\mathrm{\λ}}_2,D)}}---\left(6\right)$

请注意：除了在传统的LSS实验中确定反射光谱的散射强度 I(λ，D)之外，场基LSS还受与波长有关的空间相干因子α(λ，D)的影响。这表明场基LSS光谱不同于基于强度的LSS光谱。

总体求平均参数 $\stackrel{\‾}{\mathrm{\α}}(\mathrm{\λ},D)\sqrt{\stackrel{\‾}{I}(\mathrm{\λ},D)}$ 可以依据用于球形物体的Mie散射理论计算。首先表达对来自距焦点位移为d_i的单一散射体的外差信号的贡献。这由下式给出： $H(\mathrm{\λ},D,{\stackrel{\‾}{d}}_i)=\left|\right[2E_r(\mathrm{\λ},\stackrel{-}{\mathrm{\ρ}})E_i(\mathrm{\λ},{\stackrel{-}{d}}_i)\frac{S(\mathrm{\λ},D,{\mathrm{\φ}}_i,{\mathrm{\θ}}_i)}{\mathrm{kr}}{]}_{\stackrel{--}{\mathrm{\ρ}}}|,---\left(7\right)$

其中E_i(λ， d_i)是在散射体处的电场强度，而S(λ，D，φ_iθ_i，)是基准入射光束在偏振平面中的振幅函数。请注意：S(λ，D，φ_iθ_i，)是复变函数。在这个注释中，θ_i是作为探查光束传播方向定义的偏离垂线的角度，φ_i是在垂直于垂线的平面中的角度，φ_i＝0意味着沿着偏振方向。θ_i和φ_i通过几何光学可以与 ρ和 d_i相关。k是光学波数，r是从散射体到检测器的距离。S(λ，D，φ_iθ_i，)可以依次被表示成：S(λ，D，φ_iθ_i，)＝sin²(φ_i)S₁(λ，D，θ_i，)+cos²(θ_i)S₂(λ，D，θ_i，)

                                                                     (8)

其中S₁(λ，D，θ_i，)和S₂(λ，D，θ_i，)是由Mie理论给出的相对于散射体在散射平面之内和之外的振幅函数。

依据式4，总体求平均参数 $\stackrel{\‾}{\mathrm{\α}}(\mathrm{\λ},D)\sqrt{\stackrel{-}{I}(\mathrm{\λ},D)}$ 等于与N＝1相关联的外差信号的总体均方根平均值。换言之，它可以用单一散射体的外差贡献的诸项表示，即： $\stackrel{-}{\mathrm{\α}}(\mathrm{\λ},D)\sqrt{\stackrel{\‾}{I}(\mathrm{\λ},D)}=\frac{1}{{\stackrel{\‾}{E}}_r}H{(\mathrm{\λ},D,{\stackrel{\‾}{d}}_i)}_{\mathrm{ensemblerms}}=\frac{1}{{\stackrel{\‾}{E}}_r\sqrt{Q}}\sqrt{\underset{\mathrm{all}{\stackrel{\‾}{d}}_i}{\mathrm{\Σ}}{H}^2(\mathrm{\λ},D,{\stackrel{\‾}{d}}_i)}---\left(9\right)$

其中Q是总体平均值中要素的数目。

使用这个公式可以确定对于直径在0.1微米至7.0微米范围内的微球体的R值的推算结果。然后，将这个结果对5％的直径变化求平均，以便计算出微球体在给定的样品中的尺寸分布。这个分布与制造商给出的尺寸分布是一致的。

实测数据在图2中被绘制成曲线。每个数据点由取自不同的样品位置的30或45个测量结果组成。对散射体的位置求平均是通过计算在每个波长下实测的外差信号的均方根确定的。然后，这些结果的限量R被计算出来并且画成曲线。

曲线图中的实线是理论拟合曲线。该拟合是利用前面提出要点的方法完成的。在这种拟合方法中，检测器的光瞳尺寸是自由参数。就400纳米的测量结果而言，最佳拟合要求半径为0.7毫米的光瞳尺寸，而不是0.9毫米。这可以被看作是入射光束在检测器处可能导致比较小的有效检测面积的失调。

拟合曲线与对直径小于5微米的微球体的测量结果相当一致。对于比较大的微球体尺寸，根据假设某种入射平面波场的Mie散射的推定结果不象微球体尺寸与光束腰部(大约6微米)相当时那样精确。

尽管场基的和基于强度的LSS两者都通过测量在光谱上散射方面的变化确定散射体的尺寸和相对折射指数，但是场基LSS在两个重要方面不同于基于强度的LSS。第一，它对于散射波中的相位波前变化以及反向散射光的强度变化是敏感的。第二，它允许被测量的区域更集中。

单一颗粒的光散射是用作为具有随着角坐标变化的相位的复变函数的散射振幅S(λ，D，φ，θ，)描述特征的。这个相位在基于强度的LSS中是不测量的。反之，场基LSS对相位变化是非常敏感的。为了说明这一点，考虑采用平面波入射场的测量。在检测器处实测的来自单一散射体的平均散射强度可以被表达为： $\stackrel{\‾}{I}(\mathrm{\λ},D)=\frac{{\stackrel{-}{E}}_i^2}{k^2{r}^2}\left[\right|S(\mathrm{\λ},D,\mathrm{\φ},\mathrm{\θ}){|}^2{]}_{\mathrm{\ρ}}---\left(10\right)$

依据式7，入射场和基准场两者都是平面波的类似的场基LSS将给出下式形式的外差信号： $H{(\mathrm{\λ},D)}^2=\frac{4{\stackrel{\‾}{E}}_r^2{\stackrel{\‾}{E}}_i^2}{k^2{r}^2}\left|\right[S(\mathrm{\λ},D,\mathrm{\φ},\mathrm{\θ}){]}_{\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}}{|}^2---\left(11\right)$

不考虑平均基准场强 E_r ²，这两种实验之间微妙但重要的差异可以被看到。在式10中，S(λ，D，φ，θ)的数值是在对检测器面积求平均之前得到的，反之，在式11中，操作顺序被颠倒过来。因此，相位变化在场基LSS中变得重要，而且实测数据与散射光的相位波前的均匀程度成正比。如同Mie理论表明的那样，相位波前的均匀性作为(D/λ)的函数逐渐变坏，所以对于给定尺寸的散射体横跨光谱的变化采用场基LSS时多于采用基于强度的LSS时。这依次使计算散射体尺寸变得更容易和更敏感。

这种理论使用求总体平均值的空间相干因子 α(λ，D)来量化相位波前均匀性的程度。请注意：σ(λ，D)从根本上与f(λ，D，φ，θ)有关。通过把式10和式11代入式5并且设定N＝1(与前面对单一散射体的计算一样)，得出： $\stackrel{\‾}{\mathrm{\α}}(\mathrm{\λ},D)=2\sqrt{\frac{\left|\right[S(\mathrm{\λ},D,\mathrm{\φ},\mathrm{\θ}){]}_{\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}}{|}^2}{\left[\right|S(\mathrm{\λ},D,\mathrm{\φ},\mathrm{\θ}){|}^2{]}_{\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}}}}---\left(12\right)$

请注意：式12仅仅适用于基准场和入射场两者都是均匀的情况，而且对于不均匀的输入场进行适当地修改。

为了弄清 α(λ，D)的物理意义，用散射横截面项σ(λ，D)和相位函数f(λ，D，φ，θ)重新表达式10和式11。相位函数是描述散射光的角强度分布的规范化的函数。由于它是用下式给出的： $f(\mathrm{\λ},D,\mathrm{\φ},\mathrm{\θ})=\frac{1}{k^2\mathrm{\σ}(\mathrm{\λ},D)}|S(\mathrm{\λ},D,\mathrm{\φ},\mathrm{\θ}){|}^2---\left(13\right)$ 所以式10被表示成： $\stackrel{\‾}{I}(\mathrm{\λ},D)=\frac{{\stackrel{\‾}{E}}_i^2}{r^2}\mathrm{\σ}(\mathrm{\λ},D)[f(\mathrm{\λ},D,\mathrm{\φ},\mathrm{\θ}){]}_{\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}}---\left(14\right)$

于是，对应于外差信号的方程式(式11)可以用 α(λ，D)项写成： $H{(\mathrm{\λ},D)}^2=\frac{{\stackrel{\‾}{E}}_r^2{\stackrel{\‾}{E}}_i^2}{r^2}\mathrm{\σ}(\mathrm{\λ},D){\stackrel{\‾}{\mathrm{\α}}}^2(\mathrm{\λ},D)[f(\mathrm{\λ},D,\mathrm{\φ},\mathrm{\θ}){]}_{\stackrel{\‾}{\mathrm{\ρ}}}---\left(15\right)$

在基于强度的光散射测量中，散射横截面σ(λ，D)和各相异性因子g(λ，D)往往被用来描述散射过程的特征。反之，在场基光散射中散射过程的规范需要从S(λ，D，φ，θ)推演空间相干因子 α(λ，D)的第三参数。

除了这种对相位变化的敏感性之外，场基LSS还具有能够把小得多区域集中研究的优点。如同用OCT举例说明的那样，这种集中是用低相干性技术实现的。空间定域受相干长度的限制，而典型的千万亿分之一秒的激光束可以被集中在数十微米数量级上的研究区域上。这开拓了有选择地探查诸如单一的细胞核之类的每个个体散射体的可能性，甚至在它被其它散射体包围时也是如此。一次探查一个散射体的前景还简化了计算。就单一的散射体而言，式4中的交叉项将不存在，因此取消了对为数众多的样品求平均的需求。我们还注意到用外差技术提供的高灵敏度场基LSS的全谱响应可以提供分辨颇小于光学波长的散射体的特征的手段。

图3图解说明本发明的另一个优选实施方案60，其中包括光源82和沿着两条路径分离光线的光束分离器80，第一路径通过透镜74延伸到组织或待测目标上，而第二路径被引导通过透镜66、经反射离开反射镜64并且被再次引导通过光束分离器80，与从被测量的目标返回的光线一起通过透镜78到检测器系统76。在这个实施方案中，透镜66和反射镜78两者在测量期间都在距离70范围内移动位置。此外，透镜66可以按第二方向68移动位置，以便改变传播方向。通过在扫描基准场的角度的同时扫描透镜66和反射镜64，基准场在检测器平面中的位置保持固定。图4A和图4B图解说明利用本发明进行的测量的角度依从关系。图5A和图5B图解说明单层的路径延迟和强度的测量结果。这种测量的角度分辨率是大约0.45毫弧度，而纵向分辨率是大约11.6微米。

图6示意地图解说明采用自相关方法的测量提供组织中的细胞和亚细胞结构变化的信息和图象的过程。图7图解说明用来自He-Ne激光器的光线被微珠的稀释悬浮液散射合的强度测定相关性的结果。0.51毫秒的自相关时间与0.22微米的微珠产生的多重光散射是一致的。

结合图8图解说明的是与前面介绍的本发明的光散射光谱学系统相结合用于交付端和收集光线的光纤系统200。光源提供至少包括两种波长λ₁、λ₂的光束202，该光束被耦合到光纤204的近端。并入光纤系统的光束分离器206分别通过光纤208、210和透镜216、214交付各个光分量。第一光分量被在方向220上移动的移动透镜反射并且通过光纤210、212返回。第二光分量被引导到组织218上，被组织散射的光线通过光纤208、212返回。

二向色镜230把将分别通过检测器240和242检测的两种波长λ₁和λ₂分开。外差检测系统250和252被用于处理前面结合图1介绍的被检测系统。在此介绍的这些系统可以与标准的内窥镜检查结合在一起使用，以便提供拯救人体内的内腔或组织的体内诊断信息。

尽管这项发明已经参照其优选实施方案予以具体地展示和描述，但是熟悉这项技术的人将理解不脱离权利要求书所囊括的本发明的范围可以在形式和细节上有各种各样的变化。

Claims (40)

1.一种测定材料的方法，其中包括：

用具有第一波长的第一光束和第二波长的第二光束的空间相干的光辐照材料中感兴趣的区域；

沿着具有可变的路径长度的光学路径引导具有第一波长和第二波长的基准光；

随着辐照光检测来自材料的散射光并且在改变路径长度的同时检测基准光；以及

从检测到的散射光和检测到的基准光产生外差信号。

2.根据权利要求1的方法，进一步包括形成感兴趣区域的图象。

3.根据权利要求1的方法，进一步包括测定组织区域内的材料尺寸。

4.根据权利要求1的方法，其中第一光束和第二光束辐照感兴趣的区域内的聚焦区。

5.根据权利要求1的方法，进一步包括在众多第一和第二波长下测定该材料。

6.根据权利要求1的方法，进一步包括把散射光与基准光合并，随后检测合并后的光线。

7.根据权利要求1的方法，进一步包括测定组织区域内的材料的折射指数。

8.根据权利要求1的方法，进一步包括把数据记录在电子存储器中，并且将该数据与参照数据进行比较。

9.根据权利要求1的方法，进一步包括使用纤维光学器件传送光线。

10.根据权利要求1的方法，进一步包括使用低相干性光源。

11.根据权利要求1的方法，进一步包括检测来自感兴趣区域的反向散射光。

12.根据权利要求1的方法，进一步包括在被测量的材料内调整深度。

13.根据权利要求1的方法，进一步包括调整第一光束海底二光束使它们在感兴趣的区域交叠。

14.一种用来测定材料的光学系统。其中包括：

光源和用具有第一波长的第一光束和第二波长的第二光束的空间相干光辐照材料中感兴趣的区域的光学系统；

沿着具有可变的路径长度的光学路径的具有第一波长和第二波长的基准光；

调整可变路径长度的致动器；

随着辐照光检测来自材料的散射光和在改变路径长度的同时检测基准光的检测器系统，该检测器系统从检测到的散射光和检测到的基准光产生外差信号。

15.根据权利要求14的系统，进一步包括用第一光束和第二光束在材料上扫描以致形成感兴趣区域的图象的扫描组件。

16.根据权利要求14的系统，进一步包括用来计算在感兴趣的区域内组织结构的尺寸的数据处理器。

17.根据权利要求14的系统，其中第一光束和第二光束辐照感兴趣的区域内的聚焦区。

18.根据权利要求14的系统，进一步包括发射众多第一和第二波长的光源。

19.根据权利要求14的系统，其中所述光源包括产生第一和第二波长的激光器系统。

20.根据权利要求14的系统，进一步包括光纤探头。

21.根据权利要求14的系统，其中光源包括波长可调的激光器。

22.根据权利要求14的系统，进一步包括变更通过所述材料的光束路径的扫描器。

23.根据权利要求14的系统，其中扫描器变更光束路径相对于所述材料的角度。

24.根据权利要求14的系统，进一步包括时间校正系统。

25.根据权利要求14的系统，进一步包括纤维光学耦合器和干涉仪。

26.根据权利要求16的系统，其中所述结构包括细胞和细胞核。

27.根据权利要求14的系统，进一步包括具有储存参考数据的存储器的计算机。

28.一种分析材料的方法，其中包括：

随着辐照光线检测来自材料的散射光和在改变路径长度的同时检测基准光；

由检测到的散射光和检测到的基准光产生外差信号；以及

将外差信号与参考数据进行比较。

29.根据权利要求28的方法，进一步包括形成感兴趣的区域的图象。

30.根据权利要求28的方法，进一步包括确定在组织区域内的材料的尺寸。

31.根据权利要求28的方法，其中第一光束和第二光束辐照材料的感兴趣的区域内的聚焦区。

32.根据权利要求28的方法，进一步包括在众多第一波长和第二波长下检测来自材料的光线。

33.根据权利要求28的方法，进一步包括把散射光和基准光合并，随后检测合并后的光线。

34.根据权利要求28的方法，进一步包括确定组织区域内的折射指数。

35.根据权利要求28的方法，进一步包括用电子存储器记录数据并且把该数据与参考数据进行比较。

36.根据权利要求28的方法，进一步包括使用纤维光学器件收集光线。

37.根据权利要求28的方法，进一步包括使用低相干向的光源。

38.根据权利要求28的方法，进一步包括检测来自感兴趣的区域的反向散射光。

39.根据权利要求28的方法，进一步包括在被测量的材料内调整深度。

40.根据权利要求28的方法，进一步包括调整第一光束和第二光束使它们在感兴趣的区域交叠。

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