CN101236465A - 控制散斑尺寸大小及分布状态的方法与其光学系统 - Google Patents

Abstract

一种控制散斑尺寸大小及分布状态的方法与其光学系统，其是设置于鼠标的外壳主体内，主要是由雷射激光组件、透镜座、影像感测组件及数字讯号处理组件所组成；本发明所提出的一种控制散斑尺寸大小及分布状态的方法与其光学系统就是利用雷射激光准直光束的宽细及调整影像面与测量表面之间的距离来控制散斑尺寸大小及分布状态，以匹配不同厂家的影像感测组件的有效像素尺寸要求，其几何光学路径简单，更降低了对机构精确度的要求，让各种不同的影像感测组件制造厂家易于使用散斑干涉图样技术来测量任意的空间位移的距离及方向，且其测量灵敏度可在一定范围内调节，更可让鼠标达到提升其操作灵敏度及能在光滑或玻璃桌面上扩大使用，以增加其方便性的目的。

Description

控制散斑尺寸大小及分布状态的方法与其光学系统

技术领域

本发明是有关于一种控制散斑尺寸大小及分布状态的方法与其光学系统，尤指一种将习用发光二极管组件及聚光投射功能的透镜座改成雷射激光组件与其专用透镜座，并利用雷射激光准直光束的宽细(Wide or narrow bandwidth of laser’scoherent light source)及调整影像面与测量表面之间的距离(Adjusting distancebetween image plane and surface)来控制散斑尺寸大小及分布状态(Speckle size andDistribution)，以可匹配各种不同厂家的影像感测组件的有效像素尺寸要求(Effective pixel size of the detector array)，这种方法的优点是几何光学路径简单，更降低了对机构精确度要求，让各种不同的影像感测组件制造厂家易于使用散斑干涉图样(Speckle pattern)技术来测量任意的空间位移的距离及方向，且其测量灵敏度可在一定范围内调节；而习用发光二极管光学系统因在光滑或玻璃桌面上会有严重散光现象，无法产生不同大小明暗的光影图样(Shadow pattern)可让影像感测处理组件及数字讯号处理组件精确的计算鼠标位移的距离及方向，本发明所提出的一种控制散斑尺寸大小及分布状态的方法与其光学系统不仅能有效改善上述缺失，更可让鼠标达到提升其操作灵敏度及能在光滑或玻璃桌面上扩大使用，以增加其方便性的目的者。

背景技术

按，随着科技的进步与发展，计算机已经成为人类生活中所不可或缺的一部份，同样的，一些将数据输入计算机中的工具(例如：鼠标、键盘等等)也在不断更新研发以求更为合于实用，以鼠标、键盘为例，除了大量的文字输入以外，鼠标的使用频率更胜于键盘，而目前市面上所贩售的鼠标的种类，大致上可以分为机械鼠标与光学鼠标，其中机械鼠标主要是在鼠标底部设一球体，利用移动鼠标使球体转动，再利用该球体带动设于鼠标内的感测组件，进而计算出鼠标移动的距离，该型机械鼠标的优点是技术门坎低、价格便宜，惟其缺点则是球体在滚动的过程中容易将桌上的灰尘及污物带入鼠标内部而逐渐累积，当累积到一定程度后即会对该鼠标的正常运作产生一定的影响。而反观光学鼠标则是直接利用光学原理，因此并无前述的问题产生，但其缺点则是其结构相对较为复杂，导致其制造成本相对较高。而目前一般市面上所贩售的光学鼠标，该光学系统的工作原理是利用发光二极管组件所产生的照明光源投射至鼠标工作桌面，当使用者移动光学鼠标时，发光二极管组件产生的照明光源所投射的工作桌面即会产生不同大小明暗的光影图样(Shadow pattern)、透过影像感测组件持续不断的撷取影像及利用数字讯号处理组件准确的计算出鼠标移动的距离与方向。

是以，由前述发光二极管光学鼠标的光学系统及其动作原理的说明中可以清楚的发现该光学鼠标能否精确计算鼠标位移的距离与方向，取决于发光二极管组件所产生的照明光束能否有高效能的投射到鼠标工作桌面上进而可产生良好的功效。

另外，习用发光二极管光学系统，在光滑或玻璃桌面上会有严重散光现象，无法产生不同大小明暗的光影图样(Shadow pattern)可让影像感测处理组件及数字讯号处理组件精确的计算鼠标位移的距离及方向，导致其操作灵敏度无法有效提升及降低使用方便性，而极待吾人加以进一步研究改良者。

有鉴于此，为改善上述的缺失，本发明人潜心研究，并配合学理的应用及经过不断的努力，试验与改进，终于提出一种巧妙的设计，且能有效改善上述缺失的一种控制散斑尺寸大小及分布状态的方法与其光学系统。

发明内容

本发明的主要目的，是在于提供一种控制散斑尺寸大小及分布状态的方法与其光学系统，是将习用发光二极管组件及聚光投射功能的透镜座改成雷射激光组件与其专用透镜座的雷射鼠标光学系统，当使用雷射激光束投射到各种粗糙表面(即表面平均起伏大于雷射光波波长量级)上时，如图一A所示，即呈现出普通光(习用发光二极管光)所见不到的斑点状的图样，其中的每一个斑点称为散斑(Speckle)，整个图样称为散斑图样(Speckle pattern)，如图一B所示，这种散斑现象是使用高相干光时所固有的物理现象。

按本发明的技术方案，提供了一种控制散斑尺寸大小及分布状态的光学系统，其是设置于雷射激光鼠标的外壳主体内，其特征在于包括有：

一透镜座，是设置于该雷射激光鼠标外壳主体的底部，其具有一雷射激光组件固定槽，该固定槽具有一定位切槽及透镜；

一雷射激光组件，是设置于该雷射激光组件固定槽内，提供雷射激光鼠标的光学系统运作所需的雷射激光源；

一透镜，该透镜提供作为雷射激光投射于工作桌面所需的光学组件；

一影像感测组件，是与该透镜座结合，用以撷取雷射激光投射于工作桌面所产生的散斑干涉图样；

一数字讯号处理组件，是与影像感测组件电气连接，用以接收影像感测组件所撷取的散斑干涉图样影像数据并计算出鼠标位移的距离与方向。

按本发明的另一方案，提供了一种控制散斑尺寸大小及分布状态的方法，其特征在于包括下列步骤：

a借助透镜将所述雷射激光组件的雷射激光源雷射激光组件固定槽内的光汇聚成窄带宽雷射激光相干光源；

b借助透过不同的透镜及改变汇聚点位置，将所述的雷射激光相干光源投射至测量表面，其散斑干涉图样结构、强度及特征尺寸均有不同的呈现；

c通过汇聚点位置的远近以调整影像面与测量表面之间的距离来控制散斑尺寸大小及分布状态，以匹配各种不同厂家的影像感测组件的有效像素尺寸要求。

是以，由前述说明中可以清楚的发现该散斑的物理起因需要我们进一步观察，并将有关雷射激光散斑图样的学理做深入研究、探讨及完整的技术分析后，才能找出合适功能的散斑干涉光学系统，故本发明人解说如下：

由于雷射光的高相干性，致使每一个物点散射的雷射激光将和每一个其它物点散射的雷射激光发生干涉，又因为物体表面各面元是随机分布的(这种随机性是由表面粗糙度所引起的)，而它们散射的各子波的振幅和位相都不相同，并且也是无规则分布的。由各面元散射的子波相干迭加的结果，所形成的反射光场则是具有随机的空间光强分布，当把影像感测组件置于光场中时，将会观察到一种干涉图样是呈现出颗粒状结构，此即「雷射激光散斑效应」，其雷射激光散斑效应的基本特性主要是用光强度分布函数、对比度和特征尺寸来表征，详细说明如下：

一、散斑图样的光强度分布函数

上述指出散斑场的光强分布是具有随机性，如何推导其光强度分布函数则需要应用统计光学方法，首先考虑自由空间传播散斑场，即研究雷射激光束被某个表面散射时所形成的散斑，如图二～四所示，其中S为散射面，T为观察平面。假设散射面上共有N个独立的散射面元(N是一个很大的数)，这些面元则具有相同的宏观结构，仅仅在微观上有所区别；并设入射光波是线偏振的单色光，且其偏振状态不因散射而改变。

令：

$U_k\left(r\right)=\frac{1}{\sqrt{N}}{a}_k\left(r\right)e^{i{{\mathrm{\φ}}_k}^{\left(r\right)}}$ (公式1)

表示由第k个散射面元散射到观察点的基元光波复振幅(相幅矢量)，其中

则表示此相幅矢量的随机长度，φ_k ^(r)为其随机位相，由N个面元散射到观察点的各基元光波迭加以后，最后的复振幅为：

$U\left(r\right)={\mathrm{ae}}^{\mathrm{i\θ}}\frac{1}{\sqrt{N}}\underset{k=1}{\overset{N}{\mathrm{\Σ}}}{a}_k\left(r\right)e^{i{{\mathrm{\φ}}_k}^{\left(r\right)}}$ (公式2)

显然，入射到散射面的相干雷射激光，散射后物面光场已不再是雷射激光器所发出的空间相干场，而是变成了严格空间非相干的光场，故上式中的各随机相幅矢量求和完全是随机的，如图五A所示。可将复振幅的实部和虚部分别写成：

$\left\{\begin{array}{c}{U}^{\left(r\right)}=\mathrm{Re}\left\{{\mathrm{ae}}^{\mathrm{i\θ}}\right\}=\frac{1}{\sqrt{N}}\underset{k=1}{\overset{N}{\mathrm{\Σ}}}{a}_k\cos {\mathrm{\φ}}_k\\ U^{\left(i\right)}=\mathrm{Im}\left\{{\mathrm{ae}}^{\mathrm{i\θ}}\right\}=\frac{1}{\sqrt{N}}\underset{k=1}{\overset{N}{\mathrm{\Σ}}}{a}_k\sin {\mathrm{\φ}}_k\end{array}\right.$ (公式3)

为了分析方便起见，设基元复振幅具有下列统计特性：

①每一个基元光波的振幅和位相是相互统计无关的，并且与所有其它基元光波的振幅和位相也系统计无关的。

②对于一切k，随机振幅a_k有完全相同的分布，其均值为<a>，二阶矩为<a²>。

③各位相φ_k在-π与+π之间的所有值上都是均匀分布的。

这样，当N足够大时，在观察点所求得的光场U(r₀)的实部和虚部是独立的，其平均值等于零，都是无规则变量的高斯分布。事实上，由于a_k和φ_k是相互独立的，且对一切k都有相同的分布，故其振幅U(r)的实部U^(r)和虚部U⁽ⁱ⁾对系统的平均值可由下列两式计算：

$<U^{\left(r\right)}>=\frac{1}{\sqrt{N}}\underset{k=1}{\overset{N}{\mathrm{\&Sigma;}}}<a_k{\cos \mathrm{\&phi;}}_k>=\frac{1}{\sqrt{N}}\underset{k=1}{\overset{N}{\mathrm{\&Sigma;}}}<a_k><{\cos \mathrm{\&phi;}}_k>$

$<U^{\left(i\right)}>=\frac{1}{\sqrt{N}}\underset{k=1}{\overset{N}{\mathrm{\&Sigma;}}}<a_k\sin {\mathrm{\&phi;}}_k>=\frac{1}{\sqrt{N}}\underset{k=1}{\overset{N}{\mathrm{\&Sigma;}}}<a_k><{\sin \mathrm{\&phi;}}_k>$

又由于随机位相φ_k在-π与+π之间的所有值上都是均匀分布的，结果当N足够大时有<cosφ_k>＝0，<sinφ_k>＝0，从而

<U^(r)>＝0  <U⁽ⁱ⁾>＝0(公式4)

还可以证明，复振幅的实部和虚部是不相关的，因为有：

$<U^{\left(r\right)}{U}^{\left(i\right)}>=\frac{1}{\sqrt{N}}\underset{k=1}{\overset{N}{\mathrm{\&Sigma;}}}\underset{n=1}{\overset{N}{\mathrm{\&Sigma;}}}<a_k{a}_n><{\cos \mathrm{\&phi;}}_k{\sin \mathrm{\&phi;}}_n>$

而

$<{\cos \mathrm{\&phi;}}_k\sin {\mathrm{\&phi;}}_n>=\left\{\begin{array}{cc}<\cos \mathrm{\&phi;}><\sin \mathrm{\&phi;}>=0& k\&NotEqual;n\\ \frac{1}{2}<\sin 2\mathrm{\&phi;}>=0& k=n\end{array}\right.$

所以有：

<U^(r)U⁽ⁱ⁾>＝0(公式5)

由此可见，U^(r)和U⁽ⁱ⁾二者是彼此独立的，且都是许多独立的随机贡献的和，故在N足够大的极限情况下，它们都是高斯随机变量(Gaussian random variable)，其联合概率密度函数(The joint probability-density function)为：

$P_{r,i}(U^{\left(r\right)},U^{\left(i\right)})=\frac{1}{\sqrt{2\mathrm{\&pi;}}\mathrm{\&sigma;}}\exp [-\frac{{(U^{\left(r\right)}-<U^{\left(r\right)}>)}^2}{{2\mathrm{\&sigma;}}^2}]\&CenterDot;\frac{1}{\sqrt{2\mathrm{\&pi;}}\mathrm{\&sigma;}}\exp [-\frac{(U^{\left(i\right)}-{<U^{i)}>}^2)}{2{\mathrm{\&sigma;}}^2}]$

$=\frac{1}{2\mathrm{\&pi;}{\mathrm{\&sigma;}}^2}\exp [-\frac{{\left(U^{\left(r\right)}\right)}^2+{\left(U^{\left(i\right)}\right)}^2}{2{\mathrm{\&sigma;}}^2}]$ (公式6)

式中σ称为复振幅的标准偏差，它是随机变量U^(r)取值的弥散程度的量度，其平方值σ²则称为方差。为了计算U^(r)的方差，首先计算其实部和虚部的σ_r ²、σ_i ²。对于离散型随机变量x，方差定义为：

${\mathrm{\&sigma;}}^2=\underset{k=1}{\overset{N}{\mathrm{\&Sigma;}}}{(x_k-<x>)}^2/N$ (公式7)

而对于U^(r)和U⁽ⁱ⁾，因其<U^(r)>＝<U⁽ⁱ⁾>＝0，故为了计算σ_r ²和σ_i ²，可等效地化为计算<(U^(r))²>、<(U⁽ⁱ⁾)²>。应用各个a_k和各个φ_k的独立性，即可以写成：

$<{\left(U^{\left(r\right)}\right)}^2>=\frac{1}{N}\underset{k=1}{\overset{N}{\mathrm{\&Sigma;}}}\underset{n=1}{\overset{N}{\mathrm{\&Sigma;}}}<a_k{a}_n><{\cos \mathrm{\&phi;}}_k\cos {\mathrm{\&phi;}}_n>$

$<{\left(U^{\left(i\right)}\right)}^2>=\frac{1}{N}\underset{k=1}{\overset{N}{\mathrm{\&Sigma;}}}\underset{n=1}{\overset{N}{\mathrm{\&Sigma;}}}<a_k{a}_n><{\sin \mathrm{\&phi;}}_k\sin {\mathrm{\&phi;}}_n>$

而由于各个φ_k在-π和+π之间的均匀分布，又有：

$<{\cos \mathrm{\&phi;}}_k\cos {\mathrm{\&phi;}}_n>=<\sin {\mathrm{\&phi;}}_k\sin {\mathrm{\&phi;}}_n>=\left\{\begin{array}{cc}0& k\&NotEqual;n\\ 1/2& k=n\end{array}\right.$

因此可得到：

$<{\left(U^{\left(r\right)}\right)}^2>=<{\left(U^{\left(i\right)}\right)}^2>={\mathrm{\&sigma;}}^2=\frac{<a^2>}{2}$ (公式8)

于是，σ²又可写成以下表达公式：

${\mathrm{\&sigma;}}^2=\underset{N\&RightArrow;\&infin;}{\lim }\frac{1}{N}\underset{k=1}{\overset{N}{\mathrm{\&Sigma;}}}\frac{1}{2}<{a_k}^2>$ (公式9)

对于连续变化型随机变量U，方差可定义为：

${\mathrm{\&sigma;}}^2={\&Integral;}_0^{\&infin;}{(U-<U>)}^2{P}_U\left(U\right)\mathrm{dU}$ (公式10)

式中P_U(U)表示其分布的概率密度函数。经展开上式后可算得：

σ²＝<U²>-2(<U>)²+(<U>)²＝<U²>-(<U>)²(公式11)

两个随机变量U、V的相关定义为：

$<\mathrm{UV}>=\&Integral;{\&Integral;}_0^{\&infin;}{\mathrm{UVp}}_{\mathrm{UV}}(U,V)\mathrm{dUdV}$ (公式12)

式中P_UV(U，V)为其联合分布的概率密度函数。

此外，定义两个随机变量U、V的协方差(Covariance)为：

$C_{\mathrm{UV}}=<(U-<U>)(V-<V>)>=\&Integral;{\&Integral;}_0^{\&infin;}(U-<U>)(V-<V>)p_{\mathrm{UV}}(U,V)\mathrm{dUdV}$ (公式13)

上式右端经展开后可算得：

C_UV＝<UV>-<U><V>(公式14a)

或写成

<UV>＝C_UV+<U><V>(公式14b)

如果两个随机变量U、V是相互独立，则<UV>＝0，从而C_UV＝0；反的，当C_UV≠0时，U、V便不相互独立，而是存在着一定的关是。定义：

$p_{\mathrm{UV}}=\frac{C_{\mathrm{UV}}}{{\mathrm{\&sigma;}}_U{\mathrm{\&sigma;}}_V}$ (公式15)

为随机变量U、V的相关是数。上式中σ_U、σ_V则分别表示U、V的标准偏差。

上述归纳起来我们可以看到，合成散斑场的复振幅U(r)是一个随机变量，其实部和虚部均彼此独立，并具有公式4、5和8所述的特性(即均值为零、互不相关和方差相等)。我们把满足上述条件的随机变量称为圆型复数高斯随机变量(Gaussian random variable of circular complex)，其等值概率密度线是复平面上的一些圆，如图五B所示。

下面再来讨论合成散斑场的光强度I和位相θ的统计分布。它们与复振幅的实部和虚部可用下列关是式联是：

$U^{\left(r\right)}=\sqrt{I}\cos \mathrm{\&theta;},$ $U^{\left(i\right)}=\sqrt{I}\sin \mathrm{\&theta;}$ (公式16a)

或者等价地：

I＝(U^(r))²+(U⁽ⁱ⁾)²， $\mathrm{\&theta;}=\arctan \left(\frac{U^{\left(i\right)}}{U^{\left(r\right)}}\right)$ (公式16b)

为了求得I和θ的联合概率密度函数，则可利用多元随机变量的变换方法。即令：

P_I，θ(I，θ)＝P_r，i(U^(r)，U⁽ⁱ⁾)‖J‖(公式17)

式中

$||J||=\left|\begin{array}{c}\frac{\&PartialD;U^{\left(r\right)}}{\&PartialD;I}\frac{\&PartialD;U^{\left(r\right)}}{\&PartialD;\mathrm{\&theta;}}\\ \frac{\&PartialD;U^{\left(i\right)}}{\&PartialD;I}\frac{\&PartialD;U^{\left(i\right)}}{\&PartialD;\mathrm{\&theta;}}\end{array}\right|$ (公式18)

‖J‖称为变换的雅各布布布比行列式(Jacobian)。将公式16a代入上式算得‖J‖＝1/2，现将结果和公式6代入公式17，便能求得强度和位相的联合概率密度函数为：

$P_{I,\mathrm{\&theta;}}(I,\mathrm{\&theta;})=\left\{\begin{array}{cc}\frac{1}{4\mathrm{\&pi;}{\mathrm{\&sigma;}}^2}\exp (-I/2{\mathrm{\&sigma;}}^2)& I\&GreaterEqual;0,-\mathrm{\&pi;}\&le;\mathrm{\&theta;}\&le;\mathrm{\&pi;}\\ 0& \mathrm{Others}\end{array}\right.$ (公式19)

而强度的边缘概率密度函数(Marginal probability-density function)为：

$P_I\left(I\right)={\&Integral;}_{-\mathrm{\&pi;}}^{\mathrm{\&pi;}}{P}_{I,\mathrm{\&theta;}}(I,\mathrm{\&theta;})\mathrm{d\&theta;}=\left\{\begin{array}{cc}\frac{1}{2{\mathrm{\&sigma;}}^2}\exp (-I/{2\mathrm{\&sigma;}}^2)& I\&GreaterEqual;0\\ 0& \mathrm{Others}\end{array}\right.$ (公式20)

同样，位相的边缘概率密度函数为：

$P_{\mathrm{\&theta;}}\left(\mathrm{\&theta;}\right)={\&Integral;}_0^{\&infin;}{P}_{I,\mathrm{\&theta;}}(I,\mathrm{\&theta;})\mathrm{dI}=\left\{\begin{array}{cc}\frac{1}{2\mathrm{\&pi;}}& -\mathrm{\&pi;}\&le;\mathrm{\&theta;}\&le;\mathrm{\&pi;}\\ 0& \mathrm{Others}\end{array}\right.$ (公式21)

由此得出偏振散斑场中的光强度分布遵守负指数统计(Negative exponentialstatistics)，而位相则遵守均匀统计(Uniform statistics)，并且

P_I，θ(I，θ)＝P_I(I)P_θ(θ)(公式22)

即在散斑场中任一点处光强度和位相系统计独立的。根据公式20，

${\&Integral;}_0^{\&infin;}{x}^n{e}^{-\mathrm{ax}}\mathrm{dx}=\frac{n!}{a^{n+1}}(n>-1,a>0)$ (公式23)

令其中n＝1、a＝1，还可以求出光强度的平均值：

$<I>={\&Integral;}_0^{\&infin;}{\mathrm{IP}}_I\left(I\right)\mathrm{dI}={\&Integral;}_0^{\&infin;}I\frac{1}{2{\mathrm{\&sigma;}}^2}{e}^{-I/{2\mathrm{\&sigma;}}^2}\mathrm{dI}={2\mathrm{\&sigma;}}^2$ (公式24)

因此公式20还可以化为：

$P_I<I>=\frac{1}{<I>}{e}^{-I/<I>}$ (公式25)

图五C示出了P_I<I>的曲线，显然，散斑图样中光强度为零的概率密度最大，而多数可能的光强度近似为零，即出现暗斑的地方较多。

二、散斑图样的对比度

散斑图样的对比度(Contrast)C定义为光强度的标准偏差σ_I与平均强度的比，即

C＝σ_I/<I>(公式26)

而由光强度方差的定义，有

${{\mathrm{\&sigma;}}^2}_I={\&Integral;}_0^{\&infin;}{(I-<I>)}^2{P}_I\left(I\right)\mathrm{dI}={\&Integral;}_0^{\&infin;}(I^2+{<I>}^2-2<I>I)\frac{1}{<I>}{e}^{-I/<I>}\mathrm{dI}$

$={<I>}^2\{{\&Integral;}_0^{\&infin;}{x}^2{e}^{-x}\mathrm{dx}+{\&Integral;}_0^{\&infin;}{e}^{-x}\mathrm{dx}-2{\&Integral;}_0^{\&infin;}{\mathrm{xe}}^{-x}\mathrm{dx}\}$ (公式27)

式中已令x＝I/<I>。利用积分公式23，对公式27中的3项分别取n＝2、0、1及a＝1，最后算得光强度的二阶矩为：

$<I^2>={\&Integral;}_0^{\&infin;}{I^{2}P}_I\left(I\right)\mathrm{dI}=2{<I>}^2$ (公式28)

光强度的方差为

σ² _I＝2<I>²+<I>²-2<I>²＝<I>²(公式29a)

由此求得

σ_I＝<I>(公式29b)

所以

C＝σ_I/<I>＝1(公式30)

故散斑图样的对比度总是等于1，即观察散斑图样时，亮暗对比是十分清楚的。

三、散斑的特征尺寸

通常是由求解观察平面上光场强度的自相关函数，并以它的空间宽度作为散斑特征尺寸的量度。光强度的自相关函数则是散斑场的二阶统计特性，其定义为：

e_II(r₁，r₂)＝<I(r₁₎I(r₂)>(公式31)

自相关函数的宽度给散斑的“平均宽度”提供了一个合理量度，当r₁＝r₂时，e_II(r₁，r₂)总是达到最大值，而当e_II达到最小值时，散斑场相关运算相错开的值Δr(x₂-x₁，y₂-y₁)应相当于散斑颗粒的宽度，此即“特征尺寸”(Characteristicsize)。由于在散斑场中的每一点处的复振幅都是圆型复数高斯随机变量，则根据其矩定理，在公式14b中令U＝I(r₁)，V＝I(r₂)，并将公式15中的相关是数与复相干度对照，同时考虑到公式29，即有：

$e_{\mathrm{II}}(r_1,r_2)=<I\left(r_1\right)><I\left(r_2\right)>\{1+\frac{C_{I\left(r_1\right)I\left(r_2\right)}}{<I\left(r_1\right)><I\left(r_2\right)>}\}$

$=<I\left(r_1\right)><I\left(r_2\right)>\{1+{\left|\frac{<P\left(r_1\right)P{\left(r_2\right)}^{*}>}{\sqrt{<I\left(r_1\right)><I\left(r_2\right)>}}\right|}^2\}$ (公式32)

式中P(r)表示入射到散射区域的光场的复振幅<P(r₁)P(r₂)^*>代表互强度。又有：

e_II(r₁，r₂)＝<I(r₁)><I(r₂)>{1+r₁₂(Δx，Δy)}(公式33)

式中r₁₂(Δx，Δy)则称为复相干度。由于散射表面的微结构十分精细，以致经散射后的光场，其相干面积宽度是很窄的，复相干度仅对很小的Δx、Δy来说才不等于零，于是在公式23中可以取<I(r₁)><I(r₂)>＝<I(r)>²，并可将散射光的互强度表示成：

<P(r₁)><P(r₂)^*>＝KP(r₁)P(r₂)^*δ(r₁-r₂)(公式34)

式中K是比例常数。在距离z足够大的情况下，由散射面传播到观察面的过程可视为一傅立叶变换，则观察面上的互强度可表示成：

$<U\left(r_{01}\right)U{\left(r_{02}\right)}^{*}>=\frac{K}{{\left(\mathrm{\&lambda;z}\right)}^2}\&Integral;{\&Integral;}_{-\&infin;}^{\&infin;}{\left|P(\mathrm{\&xi;},\mathrm{\&eta;})\right|}^2\exp [-i\frac{2\mathrm{\&pi;}}{\mathrm{\&lambda;z}}(\mathrm{\&Delta;\&chi;}\&CenterDot;\mathrm{\&xi;}+\mathrm{\&Delta;y}\&CenterDot;\mathrm{\&eta;})]\mathrm{d\&xi;dy}$

(公式35)

即为入射到散射区域的光强度|P(ξ，η)|²的傅立叶变换。故得：

$r_{12}(\mathrm{\&Delta;x},\mathrm{\&Delta;y})=\frac{\&Integral;{\&Integral;}_{-\&infin;}^{\&infin;}{\left|P(\mathrm{\&xi;},\mathrm{\&eta;})\right|}^2\exp [-i\frac{2\mathrm{\&pi;}}{\mathrm{\&lambda;z}}(\mathrm{\&Delta;\&chi;}\&CenterDot;\mathrm{\&xi;}+\mathrm{\&Delta;y}\&CenterDot;\mathrm{\&eta;})]\mathrm{d\&xi;dy}}{\&Integral;{\&Integral;}_{-\&infin;}^{\&infin;}{\left|P(\mathrm{\&xi;},\mathrm{\&eta;})\right|}^2\mathrm{d\&xi;dy}}$

(公式36)

和

$e_{\mathrm{II}}(\mathrm{\&Delta;x},\mathrm{\&Delta;y})={<I\left(r\right)>}^2\{1+{\left|\frac{\&Integral;{\&Integral;}_{-\&infin;}^{\&infin;}{\left|P(\mathrm{\&xi;},n)\right|}^2\exp [-i\frac{2\mathrm{\&pi;}}{\mathrm{\&lambda;z}}(\mathrm{\&xi;\&Delta;\&chi;}+\mathrm{\&eta;\&Delta;y})]\mathrm{d\&xi;dy}}{\&Integral;{\&Integral;}_{-\&infin;}^{\&infin;}{\left|P(\mathrm{\&xi;},\mathrm{\&eta;})\right|}^2\mathrm{d\&xi;dy}}\right|}^2\}$

(公式37)

在大多数情况下，人们对一个漫反射或透射物体都是通过一个成像系统来进行观察的(成像散斑)，故为了估算此种情况下的散斑尺寸，只须将透镜光瞳所围的圆形面看作是一个均匀照明的散射表面即可。由于散射光场是由照明光场和散射面的复反射(或透射)是数来决定的，而照明光场一般都是空间缓变的量，故散射光场特性主要是由散射面的反射(或透射)特性决定。对于成像散斑系统而言，我们可以把成像系统的出瞳等价于一个新的非相干光源。于是，令透镜的直径为D，则有

${\left|P(x,y)\right|}^2=\mathrm{circ}\left(\frac{\sqrt{x^2+y^2}}{D/2}\right)$ (公式38)

观察面上相应的光强度自相关函数为：

$e_{\mathrm{II}}(\mathrm{\&Delta;x},\mathrm{\&Delta;y})={<I>}^2\{1+{\left|\frac{2J_1(\mathrm{kDr}/2z)}{\mathrm{kDr}/2z}\right|}^2\}$ (公式39)

式中，J₁为一阶第一类贝塞尔函数；r＝[(Δx)²+(Δy)²]^1/2。由于J₁的第一个根等于3.832，相应的光斑半径为Δr＝1.22λz/D。而在实际工作中，通常将自相关函数中J₁第一次降到极大值的一半时所对应的空间区域定义为相干区域，其线度便是散斑颗粒的直径(即特征尺寸)D_s。由上所述，在成像散斑的情况下，其特征尺寸为：

D_s＝1.22λz/D(公式40)

式中z为所成的像距透镜的距离。当散射面位于无限远，并在透镜的后焦面上观察散斑图样时，其散斑点的平均直径则为：

D_s＝1.22λ(f/D)(公式41)

式中f是透镜的焦距，f/D称为透镜的f数。这两种情况都与透镜的口径有关，与散射面的大小无关，属于夫琅和费型散斑图样。典型的照相系统其f数的范围是f/1.4～f/32。若散斑图样是由He-Ne雷射激光照明物体表面所形成的，λ＝632.8nm，则其相应的散斑特征尺寸变化范围是1～24μm。

在自由空间传播情况下，被照明的散射表面区域一般是圆面，且在照明区域内光强度可近似视为均匀。仿照上面的讨论，则可得散斑的平均直径为：

D_s＝1.22λ(z/D)(公式42)

式中，D是散射面的直径，z是观察面与散射面之间的距离。

目前，雷射激光散斑效应已广泛地用于表面粗糙度研究、光学系统的调整和镜头成像质量评价等方面，现经本发明人潜心研究，并配合上述雷射激光散斑效应的基本特性(主要是用光强度分布函数、对比度和特征尺寸来表征)学理的应用、技术分析及经过不断的努力，试验与改进，终于提出一种控制散斑尺寸大小及分布状态的方法与其光学系统就是利用雷射激光组件的雷射激光准直光束的宽细(请参考公式31)(Wide or narrow bandwidth of laser’s coherent light source)及调整影像面与测量表面之间的距离(请参考公式42)(Adjusting distance betweenimage plane and surface)来控制散斑尺寸大小及分布状态，以可匹配各种不同厂家的影像感测组件的有效像素尺寸要求(Effective pixel size of the detector array)，这种方法的优点是几何光学路径简单，更降低了对机构精确度要求，让各种不同的影像感测组件制造厂家易于使用散斑干涉图样(Speckle pattern)技术来测量任意的空间位移的距离及方向，且其测量灵敏度可在一定范围内调节，而习用发光二极管光学系统结构因在光滑或玻璃桌面上会有严重散光现象，无法产生不同大小明暗的光影图样(Shadow pattern)可让影像感测处理组件及数字讯号处理组件精确的计算鼠标位移的距离及方向，本发明所提出的一种控制散斑尺寸大小及分布状态的方法与其光学系统不仅能有效改善上述缺失，更可让鼠标达到提升其操作灵敏度及能在光滑或玻璃桌面上扩大使用，以增加其方便性的目的者。

为使贵审查委员对于本发明的方法、目的和功效有更进一步的了解与认同，兹配合图示详细说明如后。

附图说明

图1A是雷射激光束的投射及反射光束示意图。

图1B是散斑干涉图样(Speckle pattern)示意图。

图2是散斑干涉光学系统示意图1。

图3是散斑干涉光学系统示意图2。

图4是散斑干涉光学系统示意图3。

图5A是随机相幅向量求和坐标示意图。

图5B是(r，i)平面上的等概率密度线示意图。

图5C是散斑干涉图样光强度的概率密度函数示意图。

图6是先前使用干涉光学系统架构的示意图1。

图7是先前使用干涉光学系统架构的示意图2。

图8是标准平行光散斑干涉光学系统架构的示意图。

图9是汇聚光散斑干涉光学系统架构的示意图。

图10是本发明较佳散斑干涉光学系统架构的示意图1。

图11是本发明较佳散斑干涉光学系统架构的示意图2。

图12是本发明较佳散斑干涉光学系统架构的示意图3。

图13是本发明较佳散斑干涉光学系统架构的示意图4。

图14是本发明较佳散斑干涉光学系统结构实施例的示意图1。

图15是本发明较佳散斑干涉光学系统结构实施例的示意图2。

图16是本发明较佳散斑干涉光学系统结构实施例的示意图3。

图17是本发明较佳散斑干涉光学系统结构实施例的示意图4。

图18是本发明较佳散斑干涉光学系统结构实施例的示意图5。

图19是显示利用散斑干涉条纹图样测量任意的空间位移。

图20是本发明所完成的雷射激光鼠标与PC计算机连结示意图。

附图标记说明：100-测量表面；101-高低起伏的粗糙表面；110-雷射激光束的投射光束；1101-雷射激光束的反射光束；120-雷射激光束的投射光束；1201-雷射激光束的反射光束；130-雷射激光束的投射光束；1301-雷射激光束的反射光束；200-散射面；210-雷射激光束的投射光束；220-透镜；230-观察面；300-散射面；310-雷射激光束的投射光束；320-透镜；330-观察面；400-散射面；410-雷射激光束的投射光束；420-第一透镜；430-第二透镜；440-观察面；600-测量表面；610-雷射激光束的投射光束；620-第一透镜；630-第二透镜；640-观察面；650-干涉图样；660-干涉图样强度；700-测量表面；710-雷射激光束的投射光束；720-第一透镜；730-第二透镜；740-观察面；750-干涉图样；760-干涉图样强度；800-测量表面；810-雷射激光束的投射光束；820-透镜；830-观察面；840-干涉图样；850-雷射激光束的投射光束角度与反射光束角度坐标图；860-干涉图样强度；900-测量表面；910-雷射激光束的投射光束；920-透镜；930-观察面；940-干涉图样；950-雷射激光束的投射光束角度与反射光束角度坐标图；960-干涉图样强度；1000-测量表面；1010-雷射激光束的投射光束；1020-透镜；1030-观察面；1040-干涉图样；1050-雷射激光束的投射光束角度与反射光束角度坐标图；1060-干涉图样强度；d1-雷射激光束汇聚点位置与测量表面的距离；1100-测量表面；1110-雷射激光束的投射光束；1120-透镜；1130-观察面；1140-干涉图样；1150-雷射激光束的投射光束角度与反射光束角度坐标图；1160-干涉图样强度；d2-雷射激光束汇聚点位置与测量表面的距离；1200-测量表面；1210-雷射激光束的投射光束；1220-透镜；1230-观察面；1240-干涉图样；1250-雷射激光束的投射光束角度与反射光束角度坐标图；1260-干涉图样强度；d3-雷射激光束汇聚点位置与测量表面的距离；1300-测量表面；1310-雷射激光束的投射光束；1320-透镜；1330-观察面；1340-干涉图样；1350-雷射激光束的投射光束角度与反射光束角度坐标图；1360-干涉图样强度；d4-雷射激光束汇聚点位置与测量表面的距离；1400-测量表面；1410-雷射激光组件；1420-透镜；1430-影像感测组件；1440-雷射激光束的投射光束角度；1450-激光束的反射光束角度；1500-测量表面；1510-雷射激光组件；1520-透镜；1530-影像感测组件；1540-雷射激光束的投射光束角度；1550-雷射激光束的反射光束角度；1600-测量表面；1610-雷射激光组件；1620-透镜；1630-影像感测组件；1640-雷射激光束的投射光束角度；1650-雷射激光束的反射光束角度；1700-测量表面；1710-雷射激光组件；1720-透镜；1730-影像感测组件；1740-雷射激光束的投射光束角度；1750-雷射激光束的反射光束角度；1800-测量表面；1810-雷射激光组件；1820-透镜；1830-影像感测组件；1840-雷射激光束的投射光束角度；1850-雷射激光束的反射光束角度；1900-反射桌面的粗糙起伏表面；1901-纵向移位；1902-侧向移位；1903-斜向移位；1910-影像感测组件摄取的空间位移前的干涉图样；1911-影像感测组件摄取的向上位移后的干涉图样；1912-影像感测组件摄取的侧向位移后的干涉图样；1913-影像感测组件摄取的斜向位移后的干涉图样；2000-工作桌面；2010-计算机屏幕；2020-雷射激光鼠标。

具体实施方式

以下将参照随附的图式来描述本发明为达成目的所使用的技术方法、手段与功效，而以下图式所列举的实施例仅为辅助说明，以利贵审查委员了解，但本案的技术方法与手段并不限于所列举图式。

请同时参阅图十四至图十八及图二十所示，本发明所提供的一种控制散斑尺寸大小及分布状态的方法与其光学系统，其是设置于雷射激光鼠标的外壳主体2020内，如图二十所示，主要是由雷射激光组件1410(或1510或1610或1710或1810)、透镜1420(或1520或1620或1720或1820)、影像感测组件1430(或1530或1630或1730或1830)所组成，如图十四至图十八所示，其中，该雷射激光组件1410(或1510或1610或1710或1810)是提供雷射激光鼠标的光学系统运作所需的雷射激光源，而透镜1420(或1520或1620或1720或1820)是将雷射激光组件1410(或1510或1610或1710或1810)所产生的雷射激光源汇聚成窄带的雷射激光相干光源(Narrow bandwidth of laser’s coherent lightsource)并投射于与该雷射激光鼠标外壳主体2020底部接触的工作桌面2000；另外，影像感测组件1430(或1530或1630或1730或1830)并不断的撷取雷射激光组件1410(或1510或1610或1710或1810)及透镜1420(或1520或1620或1720或1820)所产生的窄带的雷射激光相干光源投射于工作桌面2000所产生的空间位移的散斑干涉图样(Speckle pattern)，至于数字讯号处理组件(图中未示)则是与影像感测组件1430(或1530或1630)内部作电气连接，藉以接收影像感测组件1430(或1530或1630或1730或1830)所撷取的散斑干涉图样的影像数据1910～1913，而能准确的计算出鼠标移位的距离与方向1901～1903；前述技术是利用透镜1420(或1520或1620或1720或1820)将雷射激光组件1410(或1510或1610或1710或1810)所产生的雷射激光源汇聚成窄带的雷射激光相干光源(Narrow bandwidth of laser’s coherent light source)及改变聚焦点位置(Changefocused position)，达到调整影像面与测量表面之间的距离(Adjusting distancebetween image plane and surface)来控制散斑尺寸大小及分布状态，以可匹配各种不同厂家的影像感测组件的有效像素尺寸要求(Effective pixel size of the detectorarray)，这种方法的优点是在于几何光学路径简单，更降低了对机构精确度要求，让各种不同的影像感测组件制造厂家易于使用散斑干涉图样技术来测量任意的空间位移的距离及方向，亦可藉着调整影像面与测量表面之间的距离及改变反射光束角度的±δθr范围1450(或1550或1650或1750或1850)，使其测量灵敏度即可在这范围内调节，更可让鼠标达到提升其操作灵敏度及能在光滑或玻璃桌面上扩大使用，以增加其方便性的目的。

藉由前段的叙述，吾人可以轻易发现，本发明主要是让各种不同的影像感测组件制造厂家易于使用散斑干涉图样技术来测量任意的鼠标位移的距离及方向，经本发明人潜心研究，并配合学理的应用、技术分析及不断的努力，试验与改进，而以下图式所列举的各种干涉光学系统架构来描述本发明为达成目的所使用的技术方法、手段与功效，以利贵审查委员了解。

图六所示是先前所使用干涉光学系统架构的示意图，此系统是将雷射激光组件610所产生的雷射激光源藉着第一透镜620汇聚成宽带的雷射激光相干光源(Wide bandwidth of laser’s coherent light source)并投射至测量表面600上，而观察平面640藉着第二透镜630将会观察到测量表面600焦点上所呈现的一种干涉图样650和干涉图样强度660，由于焦点上所观察到实像部份的干涉图样强度非常强及特征尺寸太大，无法匹配一般厂家的影像感测组件的有效像素尺寸要求(Effective pixel size of the detector array)，是此系统的最大缺点。图七所示是图六所使用干涉光学系统架构的改良，观察平面740藉着第二透镜730观察到测量表面上的离焦影像面700(Defocused image plane being above surface)的散射时所形成的一种干涉图样750和干涉图样强度760，由于离焦上所观察到的干涉图样结构、强度及特征尺寸是属虚像部份(请参考公式16a和16b所述的合成散斑场的光强度I和位相θ与复振幅的实部和虚部关是式)，仅可匹配少数厂家的影像感测组件的有效像素尺寸要求(Effective pixel size of the detector array)，但此成像系统的雷射激光束的投射光束角度值与反射光束角度值必须相等，光学系统结构则需要非常的精确。图八所示是使用标准平行光散斑干涉光学系统架构的示意图，此系统是将雷射激光组件810所产生的雷射激光源藉着透镜820汇聚成宽带的雷射激光相干光源(Wide bandwidth of laser’s coherent light source)并投射至测量表面800上，即呈现出斑点状的图样，其中的每一个斑点称为散斑(Speckle)，整个图样称为散斑图样(Speckle pattern)840，而观察平面830所观察到的干涉图样强度弱860(即散斑图样中出现暗斑的地方较多)及特征尺寸太小840，无法匹配一般厂家的影像感测组件的有效像素尺寸要求(Effective pixel size of thedetector array)，是此系统的最大缺点。图九所示是使用汇聚光散斑干涉光学系统架构的示意图，此系统是将雷射激光组件910所产生的雷射激光源藉着透镜920汇聚成窄带的雷射激光相干光源(Narrow bandwidth of laser’s coherent lightsource)并投射至测量表面900上，而观察平面930所观察到的干涉图样强度960非常强及特征尺寸940太大，无法匹配一般厂家的影像感测组件的有效像素尺寸要求(Effective pixel size of the detector array)，是此系统的最大缺点。

前段图六至图九所述的各种干涉光学系统架构，皆无法匹配各种不同厂家的影像感测组件的有效像素尺寸要求(Effective pixel size of the detector array)，而极待吾人加以进一步研究改良者。

有鉴于此，为改善上述的缺失，经本发明人潜心研究，并配合上述雷射激光散斑效应的基本特性(主要是用光强度分布函数、对比度和特征尺寸来表征)学理的应用、技术分析及经过不断的努力，试验与改进，终于提出一种巧妙的设计，且能有效改善上述缺失的一种控制散斑尺寸大小及分布状态的方法与其光学系统，如图十至图十三所示，其中，该雷射激光组件1010(或1110或1210或1310)是提供雷射激光鼠标的光学系统运作所需的雷射激光源，而透镜1020(或1120或1220或1320)是将雷射激光组件1010(或1110或1210或1310)所产生的雷射激光源汇聚成窄带的雷射激光相干光源(Narrow bandwidth of laser’s coherentlight source)(请参考公式31)，并透过不同的透镜1020(或1120或1220或1320)的汇聚点位置d1(或d2或d3或d4)(Change focused position)并投射至测量表面1000(或1100或1200或1300)上时，而观察平面1030(或1130或1230或1330)所观察到的散斑干涉图样结构、强度1060(或1160或1260或1360)及特征尺寸1040(或1140或1240或1340)均有不同的呈现，此系统架构是通过汇聚点位置d1(或d2或d3或d4)的远近(请参考公式42)达到调整观察面与散射面之间的距离(Adjusting distance between observed plane and surface)来控制散斑尺寸大小及分布状态，以可匹配各种不同厂家的影像感测组件的有效像素尺寸要求(Effective pixel size of the detector array)，另外观察平面1030(或1130或1230或1330)在反射光束角度±δθr范围内所观察到的合成散斑场的复振幅U(r)是一个随机变量，其实部和虚部均彼此独立，并具有公式4、5和8所述的特性(即均值为零、互不相关和方差相等)，此随机变量则称为圆型复数高斯随机变量(Gaussianrandom variable of circular complex)，其等值概率密度线是复平面上的一些圆，如图五B所示，另由前述公式16a～22我们得出偏振散斑场中的光强度分布遵守负指数统计(Negative exponential statistics)，而位相则遵守均匀统计(Uniformstatistics)，并且根据公式22(P_I，θ(I，θ)＝P_I(I)P_θ(θ))即可知道在散斑场中任一点处光强度和位相系统计独立的，故本发明系统的雷射激光束的投射光束角度值(θi)与反射光束角度值(θr±δθr)即可不一定要相等(即θi≠(θr±δθr))，这优点在于几何光学路径简单，更降低了对机构精确度要求，亦可藉着调整观察面与散射面之间的距离及改变反射光束角度的±δθr范围，使其测量灵敏度即可在这范围内调节，更可让鼠标达到提升其操作灵敏度及能在光滑或玻璃桌面上扩大使用，以增加其方便性的目的。

唯以上所述者，仅为本发明的较佳实施例，当不能以的限制本发明范围。即大凡依本发明申请专利范围所做的均等变化及修饰，例如将雷射激光组件与透镜设置位置的调换...等等，仍将不失本发明的要义所在，亦不脱离本发明的精神和范围，故都应视为本发明的进一步实施状况。

综上所述，本发明所提出的一种控制散斑尺寸大小及分布状态的方法与其光学系统，尤指一种将习用发光二极管组件及聚光投射功能的透镜座改成雷射激光组件与其专用透镜座，并利用雷射激光准直光束的宽细(Wide or narrow bandwidthof laser’s coherent light source)及调整影像面与测量表面之间的距离(Adjustingdistance between image plane and surface)来控制散斑尺寸大小及分布状态，而能匹配各种不同厂家的影像感测组件的有效像素尺寸要求(Effective pixel size of thedetector array)，这种方法的优点是几何光学路径简单，更降低了对机构精确度要求，让各种不同的影像感测组件制造厂家易于使用散斑干涉图样(Speckle pattern)技术来测量任意的空间位移的距离及方向，亦可藉着调整影像面与测量表面之间的距离及改变反射光束角度的±δθr范围，使其测量灵敏度即可在这范围内调节，而习用发光二极管光学系统因在光滑或玻璃桌面上会有严重散光现象，无法产生不同大小明暗的光影图样(Shadow pattern)可让影像感测处理组件及数字讯号处理组件精确的计算鼠标位移的距离及方向，本发明所提出的一种控制散斑尺寸大小及分布状态的方法与其光学系统不仅能有效改善上述缺失，更可让鼠标达到提升其操作灵敏度及能在光滑或玻璃桌面上扩大使用，以增加其方便性的目的。是以；其实用性无庸置疑，且本发明申请前亦未曾见于任何刊物或公开场合，其新颖性及进步性毫无疑虑，诚已符合专利法所规定的要件，爰依法呈提发明专利的申请，尚祈贵审查委员允拨时间惠予审查，并早日赐与专利为祷。

Claims (5)

1. 一种控制散斑尺寸大小及分布状态的光学系统，其是设置于雷射激光鼠标的外壳主体内，其特征在于包括有：

一透镜座，是设置于该雷射激光鼠标外壳主体的底部，其具有一雷射激光组件固定槽，该固定槽具有一定位切槽及透镜；

一雷射激光组件，是设置于该雷射激光组件固定槽内，提供雷射激光鼠标的光学系统运作所需的雷射激光源；

一透镜，该透镜提供作为雷射激光投射于工作桌面所需的光学组件；

一影像感测组件，是与该透镜座结合，用以撷取雷射激光投射于工作桌面所产生的散斑干涉图样；

一数字讯号处理组件，是与影像感测组件电气连接，用以接收影像感测组件所撷取的散斑干涉图样影像数据并计算出鼠标位移的距离与方向。

2. 如权利要求1所述的控制散斑尺寸大小及分布状态的光学系统，其特征在于，所述系统为汇聚光散斑干涉光学系统架构。

3. 一种控制散斑尺寸大小及分布状态的方法，其特征在于包括下列步骤：

a借助透镜将所述雷射激光组件的雷射激光源汇聚成窄带的雷射激光相干光源；

b借助透过不同的透镜及改变汇聚点位置，将所述的雷射激光相干光束投射至测量表面，其散斑干涉图样结构、强度及特征尺寸均有不同的呈现；

c通过汇聚点位置的远近以调整影像面与测量表面之间的距离来控制散斑尺寸大小及分布状态，以匹配各种不同厂家的影像感测组件的有效像素尺寸要求。

4. 如权利要求3所述的控制散斑尺寸大小及分布状态的方法，其特征在于还包括步骤：借助调整影像面与测量表面之间的距离及改变雷射反射光束角度的±δθr范围，使其测量灵敏度即可在这范围内调节，让鼠标达到提升其操作灵敏度及能在光滑或玻璃桌面上扩大使用，以增加其方便性的目的。

5. 如权利要求3或4所述的控制散斑尺寸大小及分布状态的方法，其特征在于：本系统的雷射激光束的投射光束角度值(θi)与反射光束角度值(θr±δθr)是不相等(即θi≠(θr±δθr))，此优点在于几何光学路径简单，更降低了对机构精确度要求。

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