DE102021132518A1 - Vorrichtung zur Entfernungsbestimmung - Google Patents

Abstract

mit wenigstens einer Lichtquelle zur Erzeugung bi-chromatischer Lichtwellen (E1, E2) mit einer ersten und zweiten Frequenz (ω1, ω2),mit einer Vorrichtung zur Erzeugung bi-chromatischen Referenzwellen (ELo1, ELo2),die derart ausgestaltet ist, dass ausgehend von den bi-chromatischen Lichtwellen (E1, E2) bi-chromatische Referenzwellen (ELo1, ELo2) verschoben um eine Differenzfrequenz (ΔωM2) mit einer ersten und zweiten Referenzfrequenz (ω'1, ω'2) erzeugt werden,wobei die bi-chromatischen Lichtwellen eine Szenerie bzw. ein Objekt beleuchtet undals Objektwellen (EObj,1,2) reflektiert werden,mit einem Demodulator, der mit der Differenzfrequenz (ΔωM2) betrieben wird,wobei die Vorrichtung zur Entfernungsbestimmung derart ausgestaltet ist, dass der Demodulator auf seinem Empfangsbereich vollständig von den Objektwellen (EObj,1,2) beleuchtet wird, während die bi-chromatische Referenzwellen (ELo1, ELo2) nur einen ersten Empfangsbereich des Demodulators beleuchten,wobei ein zweiter Empfangsbereich von einer monochromatischen Referenzwelle (ELo1) mit einer ersten Frequenz (ω'1) beleuchtet wird,mit einer Auswertungsvorrichtung, die derart ausgestaltet ist, dass ausgehend von im ersten und zweiten Empfangsbereich des Demodulators demodulierten Signalen eine Entfernung bestimmt wird.

Description

• Die Erfindung beschäftigt sich mit einer Vorrichtung zur Entfernungsbestimmung nach Gattung der unabhängigen Ansprüche.
• Aufgabe der Erfindung ist es, eine Entfernungsbestimmung robust gegenüber einem Hintergrundlicht auszubilden.
• Diese Aufgabe wird vorteilhaft durch die Vorrichtungen gemäß den unabhängigen Ansprüchen gelöst.
• Vorteilhaft ist eine Vorrichtung zur Entfernungsbestimmung vorgesehen,
  mit wenigstens einer Lichtquelle zur Erzeugung bi-chromatischer Lichtwellen mit einer ersten und zweiten Frequenz,
  mit einer Vorrichtung zur Erzeugung bi-chromatischen Referenzwellen, die derart ausgestaltet ist, dass ausgehend von den bi-chromatischen Lichtwellen bi-chromatische Referenzwellen verschoben um eine Differenzfrequenz mit einer ersten und zweiten Referenzfrequenz erzeugt werden,
  wobei die bi-chromatischen Lichtwellen eine Szenerie bzw. ein Objekt beleuchten und als Objektwellen reflektiert werden,
  mit einem Demodulator, der mit der Differenzfrequenz betrieben wird,
  wobei die Vorrichtung zur Entfernungsbestimmung derart ausgestaltet ist, dass der Demodulator auf seinem Empfangsbereich vollständig von den Objektwellen beleuchtet wird, während die bi-chromatische Referenzwellen nur einen ersten Empfangsbereich des Demodulators beleuchten,
  wobei ein zweiter Empfangsbereich von einer monochromatischen Referenzwelle mit einer ersten Frequenz beleuchtet wird,
  mit einer Auswertungsvorrichtung, die derart ausgestaltet ist, dass ausgehend von im ersten und zweiten Empfangsbereich des Demodulators demodulierten Signalen eine Entfernung bestimmt wird.
• Dieses Vorgehen hat den Vorteil, dass die Entfernungsinformation aus dem demodulierten und somit hintergrundlichtbefreiten Signal gewonnen werden kann.
• Alternativ und gleichwirkend können die Entfernungsinformationen gewonnen werden, in dem die unterschiedlichen Messsituationen nicht räumlich, sondern zeitlich voneinander getrennt sind.
• Vorteilhaft ist hierzu eine Vorrichtung zur Entfernungsbestimmung vorgesehen,
  mit wenigstens einer Lichtquelle zur Erzeugung bi-chromatischer Lichtwellen mit einer ersten und zweiten Frequenz (ω₁, ω₂),
  mit einer Vorrichtung zur Erzeugung bi-chromatischen Referenzwellen, die derart ausgestaltet ist, dass ausgehend von den bi-chromatischen Lichtwellen bi-chromatische Referenzwellen verschoben um eine Differenzfrequenz mit einer ersten und zweiten Referenzfrequenz erzeugt werden,
  wobei die bi-chromatischen Lichtwellen eine Szenerie bzw. ein Objekt beleuchten und als Objektwellen reflektiert werden,
  mit einem Demodulator, der mit der Differenzfrequenz betrieben wird,
  wobei die Vorrichtung zur Entfernungsbestimmung derart ausgestaltet ist, dass der Demodulator auf seinem Empfangsbereich von den Objektwellen und den bi-chromatische Referenzwellen in einem ersten Messintervall beleuchtet wird,
  wobei in einem zweiten Messintervall der Demodulator auf seinem Empfangsbereich von den Objektwellen und einer monochromatischen Referenzwelle mit einer ersten Frequenz beleuchtet wird,
  mit einer Auswertungsvorrichtung, die derart ausgestaltet ist, dass ausgehend von den im ersten und zweiten Messintervall demodulierten Signalen eine Entfernung bestimmt wird.
• Die Erfindung anhand der Figuren näher erläutert
  Es zeigen schematisch:
• 1 eine kohärente Überlagerung einer monochromatischen Objektwelle und einer frequenzverschobenen monochromatischen schräg zur z-Achse laufenden ebenen Lokaloszillatorwelle auf einem CMOS-Bildsensor in der (x,y)-Ebene bei z=0.
• 2 Schematische Darstellung verschiedener Raumfrequenzspektren,
• 3 eine bi-chromatische Entfernungsmessung,
• 4 eine mono-chromatische Entfernungsmessung,
• 5 eine alternative mono-chromatische Entfernungsmessung,
• 6 ein Beispiel einer bi-chromatischen Entfernungsmessung gemäß 3.
• Kerngedanke der Erfindung ist es eine kohärente heterodyn-holographische Überlagerung eines optischen Wellenfeldes und einer schräg einfallenden ebenen Referenzwelle mit einer Detektion und Rekonstruktion des Wellenfeldes
• In 1 ist die kohärente Überlagerung eines monochromatischen optischen Wellenfeldes und einer um Δω = 2πΔv frequenzverschobenen monochromatischen ebenen Welle dargestellt, die schräg zu den vom Objekt ausgehenden Lichtwellen auf einen Image-Sensor treffen. Das Raumfrequenzspektrum (v_x,v_y) der Objektwelle sei um die z-Achse konzentriert, so dass in paraxialer Näherung gerechnet werden kann. Für die beiden positiv angenommenen Raumfrequenzkomponenten (v_xLO, v_yLO) der ebenen Referenz- oder Lokaloszillatorwelle soll gelten $$v_{xLO}\gg \left|v_x\right|\text{und}{v}_{yLO}\gg \left|v_y\right|$$

  

  und die Objektwelle wird als paraxiales Wellenfeld angenommen. Die folgende Darstellung beschreibt die Verhältnisse in skalarer Näherung, setzt also insbesondere lineare Polarisation der elektromagnetischen Felder voraus.
• Die elektrische Feldstärke der sich unter den Winkeln (α_x, α_y) mit $$\text{sin}\left(a_{xLO}\right)=v_{xLO}\text{/}\lambda \text{und sin}\left(a_{yLO}\right)=v_{yLO}\text{/}\lambda$$

  

  schräg zur z-Richtung ausbreitenden monochromatischen ebenen Referenz- oder Lokaloszillator-Welle ist bis auf einen konstanten Phasenfaktor durch $$E_L\left(x,y,z,t\right)=E_{LO}\text{exp}\left(i\left(\omega +\Delta \omega \right)t-2\pi i\left(v_{xLO}x+v_{xLO}y\right)-i{k}_{z}z\right)$$

  

  gegeben, wobei E_LO die reelle Amplitude der Welle und k_z = 2π- v_z die Wellenvektorkomponente in z-Richtung bezeichnen. Das elektrische Feld der Objekt- oder Signal-Welle lässt sich ganz allgemein schreiben als $$E\left(x,y,z,t\right)=E_0\left(x,y,z\right)\text{exp}\left(-i\phi \left(x,y,z\right)\right)\text{exp}\left(i\omega t\right),$$

  

  wobei E₀ (x, y, z) = |E (x,y,z, t)| der Betrag und φ(x,y,z) die Phase der Signalwelle sind.
• Das Überlagerungsfeld in der Sensorebene z = 0 ist bis auf einen Phasenfaktor gegeben durch $$\begin{array}{l}{E}_{tot}\left(x,y,z=\mathrm{0,}t\right)=E_L\left(x,y,z=\mathrm{0,}t\right)+E\left(x,y,z=\mathrm{0,}t\right)\\ =E_{LO}\text{exp}\left(i\left(\omega +\Delta \omega \right)t-2\pi i\left(v_{xLO}x+v_{yLO}y\right)\right)\\ +E_0\left(x,y,z=0\right)\text{exp}\left(-i\phi \left(x,y,z=0\right)\right)\text{exp}\left(i\omega t\right).\end{array}$$

  
• Die Intensität I(x, y, t) als zeitgemittelte optische Energieflussdichte durch die Fläche z = 0 ist proportional zum Betragsquadrat der elektrischen Feldstärke. In nichtmagnetischen Materialien gilt mit Brechungsindex n₀, Vakuumlichtgeschwindigkeit c₀ und Dielektrizitätskonstante ε₀ ganz allgemein die Beziehung I(x,y,t) = n₀c₀ε₀ |E|² und damit folgt $$\begin{array}{l}I\left(x,y,t\right)\text{/}\left(n_0{c}_0{\epsilon }_0\right)={\left|E_{tot}\left(x,y,z=\mathrm{0,}t\right)\right|}^2=E_{LO}^2+E_0^2\left(x,y,z=0\right)\\ =E_{LO}^2+E_0^2\left(x,y,z=0\right)\\ +2E_{LO}Re\{E_0\left(x,y,z=0\right)\text{exp}(-2\pi i\left(v_{xLO}x+v_{yLO}y\right)-i\phi (x,y,z=\\ 0))\text{exp}\left(i\Delta \omega t\right)\}\\ =E_{LO}^2+E_0^2\left(x,y,z=0\right)\\ +2E_{LO}{E}_0\left(x,y,z=0\right)cos\left(\Delta \omega t-2\pi \left(v_{xLO}x+v_{yLO}y\right)-\phi \left(x,y,z=0\right)\right).\end{array}$$

  
• Die ersten beiden Terme sind zeitlich konstant. Der interessante dritte Term beschreibt die kohärent-heterodyne Überlagerung der Objektlichtwelle mit der frequenzverschobenen ebenen Lokaloszillatorwelle und liefert ein Hochfrequenzsignal dessen Phase identisch ist mit der Phase der Objektlichtwelle und dessen Amplitude durch die Lokaloszillatoramplitude E_LO eingestellt werden kann.
• Mit Realteil bzw. Inphase-Komponente der gesamten ortsabhängigen komplexen elektrischen Signalfeldstärke $$E_{rtot}\left(x,y,z=0\right)=E_{LO}{E}_0\left(x,y,z=0\right)\text{cos}\left(2\pi \left(v_{xLO}x+v_{yLO}y\right)+\phi \left(x,y,z=0\right)\right)$$

  

  sowie Imaginärteil bzw. Quadraturkomponente der ortsabhängigen komplexen elektrischen Feldstärke $$E_{itot}\left(x,y,z=0\right)=E_{LO}{E}_0\left(x,y,z=0\right)\text{sin}\left(2\pi \left(v_{xLO}x+v_{yLO}y\right)+\phi \left(x,y,z=0\right)\right)$$

  

  ergibt sich für starke lokale Oszillatorfeldstärke $E_{LO}^2\gg {{\rm E}}_0^2\left(x,y,z=0\right)$

  

  die Beziehung $i\left(x,y,t\right)\text{/}\left(n_0{c}_0{\epsilon }_0\right)=E_{LO}^2$

  

  $$\begin{array}{l}+2E_{LO}{E}_0\left(x,y,z=0\right)\text{cos}\left(2\pi \left(v_{xLO}x+v_{yLO}y\right)+\phi \left(x,y,z=0\right)\right)\text{cos}\left(\Delta \omega t\right)\\ +2E_{LO}{E}_0\left(x,y,z=0\right)\text{sin}\left(2\pi \left(v_{xLO}x+v_{yLO}y\right)+\phi \left(x,y,z=0\right)\right)\text{sin}\left(\Delta \omega t\right)\end{array}$$

  

  oder anders geschrieben $$\begin{array}{l}I\left(x,y,t\right)\text{/}\left(n_0{c}_0{\epsilon }_0\right)\\ {\text{=E}}_{LO}^2+2\left(E_{rtot}\left(x,y,z=0\right)\text{cos}\left(\Delta \omega t\right)+E_{itot}\left(x,y,z=0\right)\text{sin}\left(\Delta \omega t\right)\right).\end{array}$$

  
• Durch den Detektionsprozess wird die komplexe Amplitudenverteilung der Lichtwelle E₀ (x,y,z = 0) exp(-iφ(x,y,z = 0)) in die komplexe räumliche Verteilung des Hochfrequenzsignals „heruntergemischt“ und kann damit vollständig, also nach Betrag und Phase für jeden Punkt in der Sensorebene (x,y,z=0) bestimmt werden. Für kleine Differenzfrequenzen Δv < 20 Hz kann die Wechselkomponente unmittelbar mit einer Video-Messkamera ausgewertet werden. Dabei ist zu beachten, dass sich das aufzuzeichnende Interferenzmuster während der Belichtungszeit von mindestens einer Periodendauer T = 1/Δv nicht verändert. Zur Aufzeichnung bewegter Objekte sind folglich deutlich höhere Differenzfrequenzen vorzugsweise um Δv ~ 100 MHz erforderlich, wie sie insbesondere von synchron zeitlich integrierenden active Pixel pmd-CMOS-Sensoren angeboten werden. Diese Sensoren nutzen eine raumzeitliche Modulation der generierten Photoelektronen und liefern für jeden Pixel eine zeitabhängige Charakteristik von Photostrom iph (x,y,t) und auf einen Pixel der Fläche A einfallenden Lichtleistung P(x, y, t) = A I(x, y, t) der Form $$i_{ph}\left(x,y,t\right)=\left(\frac{q{\eta }_0}{h\omega }+\frac{q{\eta }_1}{h\omega }\text{cos}\left(2\pi \Delta vt\right)\right)P\left(x,y,t\right),$$

  

  wobei q die Elektronenladung und ℏω die Photonenenergie bezeichnen, η₀ die statische und η₁ dynamische Quantenausbeute bedeuten und angenommen wurde, dass im pmd-Detektor jeder Pixel mit der Frequenz Δv moduliert wird.
• Anmerkung: Mit einem klassischen Active Pixel CMOS-Bildsensor mit vorgesetztem Elektroabsorptionsmodulator lässt sich die selbe Übertragungsfunktion realisieren!
• Zeitliche Mittelung über m Perioden des Hochfrequenzsignals gemäß $$<i_{ph0}\left(x,y,t\right)>=\left(\frac{1}{mT}\right){\displaystyle {\int }_0^{mT}{i}_{ph}}\left(x,y,t\right)dt$$

  

  ergibt nach (10) bei Modulation des pmd-Detektors mit cos(Δωt) für die Inphase-Komponente $$\begin{array}{l}<i_{phi}\left(x,y,t\right)>\text{/}\left(n_0{c}_0{\epsilon }_0\right)\\ \left(\frac{q{\eta }_0}{h\omega }{E}_{LO}^2+\frac{q{\eta }_1}{h\omega }{E}_{LO}{E}_0\left(x,y,z=0\right)\text{cos}\left(2\pi \left(v_{xLO}x+v_{yLO}y\right)+\phi \left(x,y,z=0\right)\right)\right)\end{array}$$

  

  und entsprechend erhält man bei Modulation des Detektors mit sin(Δωt) die Quadraturkomponente. $$\begin{array}{l}<i_{phi}\left(x,y,t\right)>\text{/}\left(n_0{c}_0{\epsilon }_0\right)\\ \left(\frac{q{\eta }_0}{h\omega }{E}_{LO}^2+\frac{q{\eta }_1}{h\omega }{E}_{LO}{E}_0\left(x,y,z=0\right)\text{sin}\left(2\pi \left(v_{xLO}x+v_{yLO}y\right)+\phi \left(x,y,z=0\right)\right)\right)\end{array}$$

  
• Ohne Objektlicht ist das Signal einfach: $$<i_{ph0}\left(x,y,t\right)>=\left(n_0{c}_0{\epsilon }_0\right)\left(\frac{q{\eta }_0}{h\omega }{E}_{LO}^2\right).$$

  
• Interessant ist, dass offenbar ein geringer dynamischer Quantenwirkungsgrad η₁ durch ein starkes Lokaloszillatorfeld E_LO kompensiert werden kann.
• Das differentielle Messsignal wächst bei konstanter Feldstärke der Objektwelle proportional mit der Wurzel der Lokaloszillatorintensität $$<i_{phi,q}\left(x,y,t\right)>-<i_{ph0}\left(x,y,t\right)>\propto E_{LO}.$$

  
• Unter Beachtung von (7) und (8) zeigt sich, dass Real- und Imaginärteil des elektrischen Feldes von Objekt-Lichtwelle und überlagerter Lokaloszillatorwelle einfach aus den gemessenen Sensorsignalen zu bestimmen sind, denn es gilt $$E_{rtot}\left(x,y,z=0\right)=\left(<i_{phi}\left(x,y,t\right)>-<i_{ph0}\left(x,y,t\right)>\right)h\omega \text{/}\left(n_0{c}_0{\epsilon }_{0}q{\eta }_1{E}_{LO}\right)$$

  

  und entsprechend $$E_{itot}\left(x,y,z=0\right)=\left(<i_{phq}\left(x,y,t\right)>-<i_{ph0}\left(x,y,t\right)>\right)h\omega \text{/}\left(n_0{c}_0{\epsilon }_{0}q{\eta }_1{E}_{LO}\right).$$

  
• Bei stationären Wellenfeldern kann die Messung von Realteil und Imaginärteil der komplexen elektrischen Feldstärke in zwei Schritten zeitlich nacheinander vorgenommen werden. Wenn sich die Verhältnisse zum Beispiel durch Bewegung des Objekts dynamisch ändern, kann die Nutzung von Strahlteilern zur Erzeugung von Replikas von Objekt- und Referenzfeldern Abhilfe schaffen. Bei der Strahlteilung sind allerdings winkelabhängige Verzerrungen in Kauf zu nehmen, die zwar korrigierbar sind, aber doch einen erheblichen materiellen Mehraufwand im Detektionsprozess erfordern und die Methode letzten Endes für praktische Anwendungen nicht besonders attraktiv machen. Deshalb wird im Folgenden gezeigt, wie die Bestimmung der komplexen elektrischen Feldstärke des Objektlichts in der Sensorebene E₀(x,y,z = 0) exp(-iφ(x,y,z = 0)) allein durch Messung der Inphase-Komponente nach Beziehung (17) (oder alternativ aus der QuadraturKomponente (18)) erfolgen kann. Die Methode nutzt Eigenschaften zweidimensionaler analytischer Signale. Ganz allgemein ist das (v_x,v_y)-Raumfrequenzspektrum des Objektlichts am Ort des Sensors in der Ebene z=0 nach Beziehung (1) bandbegrenzt, denn alle von einem kohärent beleuchteten Objekt ausgehenden Wellen gelangen unter einem endlichen Einfallswinkel deutlich kleiner als 90° auf die endlich große Fläche des Sensors. Mischung mit einer ebenen Referenzwelle mit noch größerem Einfallswinkel, das heißt größerer Raumfrequenz (v_xLO,v_yLO), sorgt dafür, dass im Raumfrequenzspektrum des Überlagerungssignals nur Frequenzkomponenten aus dem ersten Quadranten (v_xLO > 0,v_yLO > 0) von Null verschieden sind. Damit ist das komplexe elektrische Überlagerungsfeld $$E_S\left(x,y,z=0\right)=E_0\left(x,y,z=0\right)\text{exp}\left(-2\pi i\left(v_{xLO}x+v_{yLO}y\right)-i\phi \left(x,y,z=0\right)\right)$$

  

  ein zweidimensionales analytisches Signal, analog zu einem eindimensionalen Signal mit einseitigem Spektrum. Der Realteilteil des Überlagerungsfeldes (19) bestimmt nach (13) und (16) die Ortsabhängigkeit des Messignals. Es gilt $$\begin{array}{l}2Re\left\{E_s\left(x,y,z=0\right)\right\}=2\left\{E_0\left(x,y,z=0\right)cos\left(2\pi \left(v_{xLO}x+v_{yLO}y\right)+\phi \left(x,y,z=0\right)\right)\right\}\\ =exp\left(2\pi i\left(v_{xLO}x+v_{yLO}y\right)\right)E_0\left(x,y,z=0\right)\text{exp}\left(i\phi \left(x,y,z=0\right)\right)\\ +exp\left(-2\pi i\left(v_{xLO}x+v_{yLO}y\right)\right)E_0\left(x,y,z=0\right)\text{exp}\left(-i\phi \left(x,y,z=0\right)\right)\end{array}$$

  

  und die zweidimensionale Fourier-Transformierte ist $$\begin{array}{l}F\left\{Re\left\{E_s\left(x,y,z=0\right)\right\}\right\}\left(v_x,v_y\right)\\ =\delta (\left(v_x-v_{xLO},v_y-v_{yLO}\right)*F\left\{E_0\left(x,y,z=0\right)\text{exp}\left(i\phi \left(x,y,z=0\right)\right)\right\}\text{/}2\\ +\delta (\left(v_x+v_{xLO},v_y+v_{yLO}\right)*F\left\{E_0\left(x,y,z=0\right)\text{exp}\left(-i\phi \left(x,y,z=0\right)\right)\right\}\text{/}2,\end{array}$$

  

  wobei * die zweidimensionale Faltung und δ die zweidimensionale δ-Funktion bezeichnen. Die Funktion (21) ist wegen der Bedingung (1) und der Verschiebungseigenschaft der δ-Funktion ist der erste Term auf der rechten Seite der Gleichung (21) nur im ersten Quadranten (v_x > 0,v_y > 0) der (v_x,v_y)-Ebene von Null verschieden und das selbe gilt im vierten Quadranten (v_x < 0,v_y < 0) für den zweiten Term der rechten Seite von (21) verschieden. Mit der Signum-Funktion $$sgn\left(v_x\right)=\{\begin{array}{c}+1f\ddot{u}r{v}_x>0\\ 0f\ddot{u}r{v}_x=0\\ -1f\ddot{u}r{v}_x<0\end{array}$$

  

  ergibt sich damit die interessante Beziehung $$\begin{array}{l}\left(1+sgn\left(v_x\right)\right)\left(1+sgn\left(v_y\right)\right)F\left\{Re\left\{E_s\left(x,y,z=0\right)\right\}\right\}\left(v_x,v_y\right)\\ =2\delta (\left(v_x-v_{xLO},v_y-v_{yLO}\right)*F\left\{E_0\left(x,y,z=0\right)\text{exp}\left(i\phi \left(x,y,z=0\right)\right)\right\}.\end{array}$$

  
• Inverse Fourier-Transformation liefert (entsprechend (20)) $$\begin{array}{l}{F}^{-1}\left\{\left(1+sgn\left(v_x\right)\right)\left(1+sgn\left(v_y\right)\right)F\left\{Re\left\{E_s\left(x,y,z=0\right)\right\}\right\}\left(v_x,v_y\right)\right\}\left(x,y,z=0\right)\\ =exp(2\pi i\left(v_{xLO}x+v_{yLO}y\right)E_0\left(x,y,z=0\right)\text{exp}\left(i\phi \left(x,y,z=0\right)\right),\end{array}$$

  

  womit sich die komplexe elektrische Feldverteilung in der Sensorebene unter Berücksichtigung von (20) aus gemessenen Fotostromsignalen und den aus der Aufnahmegeometrie bekannten Raumfrequenzen (v_xLO,v_yLO) bestimmen lässt gemäß (Kontrolliere Faktor 2!) $$\begin{array}{c}{E}_0\left(x,y,z=0\right)\text{exp}\left(i\phi \left(x,y,z=0\right)\right)=\text{exp}\left(-2\pi i\left(v_{xLO}x+v_{yLO}y\right)\right)\\ F^{-1}\left\{\left(1+sgn\left(v_x\right)\right)\left(1+sgn\left(v_y\right)\right)F\left\{Re\left\{E_s\left(x,y,z=0\right)\right\}\right\}\left(v_x,v_y\right)\right\}\left(x,y,z=0\right).\end{array}$$

  
• In 2 sind verschiedene Spektren schematisch dargestellt, um die in den Gleichungen (19) bis (24) beschriebenen Überlegungen zur Ermittlung der komplexen ortsabhängigen elektrischen Feldstärke aus der gemessenen Verteilung des Realteils zu illustrieren. Das Verfahren ist angelehnt an die Verarbeitung eindimensionaler analytischer Zeitsignale. Die Ermittlung des Realteils der ortsabhängigen Feldstärke stellt eine Besonderheit dar, nicht nur weil sie in der Praxis Messungen bis an die Quantenrauschgrenze erlaubt sondern auch weil sie in hervorragender Weise Kurzzeit- oder Hochfrequenzmessungen bis nahe an den einstelligen Nanosekundenbereich oder Gigahertzbereich erlaubt und damit zur Registrierung bewegter Objekte gut geeignet ist. In einfachen Varianten der Methode sind ortsaufgelöste Tiefenbestimmungen in z-Richtung, also in Sichtrichtung, zum Beispiel unter Verwendung von holographischen Zweiwellenlängen-Verfahren oder Geschwindigkeitsmessungen in z-Richtung durch Ausnutzung des Doppler-Effekts möglich.
• Der mit dem pmd-Sensor in der Ebene z = 0 gemessene komplexe elektrische Feldstärkeverlauf E(x,y,z=0) hängt mit der Feldstärkeverteilung E(x,y,z=z₀) in der Ebene z = z₀ > 0 über das Beugungsintegral zusammen. In paraxialer Näherung gilt $$\begin{array}{l}E\left(x_0,y_0,z=z_0\right)=\\ \left(\frac{exp\left(ik{z}_0\right)}{i{z}_0\lambda }\right){\displaystyle \int {\displaystyle {\int }_{-\infty }^{\infty }E\left(x,y,z=0\right)}}exp\left(\frac{ik}{2z_0}\left[{\left(x_0-x\right)}^2+{\left(y_0-y\right)}^2\right]\right)dxdy,\end{array}$$

  

  wobei k = 2π/λ = ω/c₀ die Vakuumwellenzahl ist. Eine Sammellinse mit Brechungsindex n₀, Dicke Δz, Brennweite f in der Sensorebene z = 0 resultiert in einer zusätzlichen quadratischen Phasendrehung mit dem Amplitudentransmissionsfaktor $$t\left(x,y\right)=\text{exp}\left[ik\left(n_0-1\right)\Delta z\right]\text{exp}\left(-\frac{ik}{2ƒ}\left[x^2+y^2\right]\right),$$

  

  wobei der erste Faktor eine zusätzliche konstante Phasenverschiebung auf der optischen Achse berücksichtigt. Die elektrische Feldstärkeverteilung in der hinteren Brennebene der Linse, also für z₀ = ƒ ist damit $$E\left(x_0,y_0,z=f\right)=\left(\frac{exp\left(ikf\right)}{i\lambda f}\right)exp\left[ik\left(n_0-1\right)\Delta z\right]exp\left(-\frac{ik}{2f}\left[x_0^2+y_0^2\right]\right)$$

  

  $${\displaystyle \int {\displaystyle {\int }_{-\infty }^{\infty }\text{E}\left(\text{x},\text{y},\text{z}=0\right)}}\text{exp}\left(-i\frac{2\pi }{\lambda f}\left[x{x}_0+y{y}_0\right]\right)dxdy.$$

  
• Dies ist bis auf den konstanten Faktor 1/(iλƒ) und einen nur von den Koordinaten (x₀,y₀) abhängigen Phasenfaktor die Fourier-Transformierte der Feldverteilung in der Linsenebene z = 0. Die Intensitätsverteilung in der Fokalebene, also in der Fernfeld-Bildebene ist entsprechend $$\begin{array}{l}\text{I}\left({\text{x}}_0,{\text{y}}_0,\text{z}=\text{f}\right)={\left|\text{E}\left({\text{x}}_0,{\text{y}}_0,\text{z}=\text{f}\right)\right|}^2\\ =1\text{/}{\left(\lambda ƒ\right)}^2{\left|{\displaystyle \int {\displaystyle {\int }_{-\infty }^{\infty }\text{E}\left(\text{x},\text{y},\text{z}=0\right)}}\text{exp}\left(-i\frac{2\pi }{\lambda ƒ}\left[x{x}_0+y{y}_0\right]\right)dxdy\right|}^2.\end{array}$$

  
• Die Berechnung der Intensitätsverteilung in anderen Ebenen kann in ähnlicher Weise erfolgen. Aus der gemessenen Feldverteilung E(x, y, z = 0) erhält man sozusagen „nachträglich“ in jeder anderen Bildebene, womit sich das Objekt in seiner gesamten Tiefe rekonstruieren lässt.
• Die kohärente Aufzeichnung optischer Interferenzfelder erfordert in der Regel, dass sich Objekt und Aufnahmesystem nicht bewegen. Genauer gesagt, sollte das aufzuzeichnende Interferenzmuster während der Belichtung nicht verschmieren. In Richtung der optischen Achse, hier also in z-Richtung, sind Verschiebungen Δz < λ zu fordern. Bei Differenzfrequenzen von Δv ≈ 100 MHz lassen sich Integrationszeiten von mT = m/ Δv ≈ 100 ns realisieren. Damit gilt für maximal zulässige Geschwindigkeiten in z-Richtung v_z mT < λ oder (mit X = 1µm, m=10) v_z < 10 m/s = 36 km/Std.
• Andererseits führen Bewegungen in Teilen des Objekts mit Geschwindigkeiten von v_z = 10 m/s zu Doppler-Frequenzverschiebungen von δv = vv_z /c₀ = 10 MHz. Solche axialen Geschwindigkeiten lassen sich mit Detektorsystemen erfassen, die auf modifizierte Differenzfrequenzen (Δv + δv) abgestimmt sind.
• Eine Herausforderung ist die Erfassung feiner Strukturen im Interferenzmuster in der (x,y)-Sensorebene, die wesentlich durch die laterale Ausdehnung des beleuchteten Objekts bestimmt ist. Kleinste Strukturen Δx werden generiert von Objektstrahlen, die unter dem größten Winkel Δθ, gemessen zur optischen z-Achse, auf den Sensor fallen. Die Überlagerung dieser Wellen mit der starken axialen Lokaloszillatorwelle erzeugt Muster der Periode Δx = λ/sin Δθ.
• Die dargestellten Überlegungen zeigen, dass Systeme zur kohärenten Bilderfassung schon heute für eindimensionale Einsatzfelder mit nahezu punktförmiger oder nur schwach divergenter Objektbeleuchtung eine interessante Alternative bieten können. Die Systeme zeichnen sich aus durch höchste Empfangsempfindlichkeit, die bis an die Quantenrauschgrenze heranreicht. Die Objektbeleuchtung erfolgt mit geringster Intensität und ermöglicht kleinsten Energieverbrauch. Einhergehend ist höchste Augensicherheit. Neben der Erfassung dreidimensionaler Ortskoordinaten (Erfassung z-Koordinate hier noch nicht diskutiert!) können axiale Geschwindigkeiten ortsabhängig direkt detektiert werden.
• Die für den nahen Infrarotbereich durchgeführten Analysen sind in vollem Umfang auf den sichtbaren Spektralbereich übertragbar. In allen genannten Bereichen gibt es Diodenlasersysteme hoher elektrisch-optischer Konversionseffizienz von über 30 % und hoher Kohärenzlänge von weit über 100 m. Die für die untersuchte Heterodyntechnik notwendige Frequenzverschiebung lässt sich sehr zweckmäßig durch den Einsatz akusto-optischer Modulatoren realisieren, die auch vorteilhaft zur Erzeugung kurzer optischer Impulse und Impulsfolgen mit minimalen Pulslängen von 5 ns einsetzbar sind.
• Die Beleuchtung des Objekts erfolgt mit zwei räumlich kohärenten Lichtwellen mit unterschiedlichen Frequenzen ω₁ und ω₂ aber gleichen Amplituden E₁₀ (x, y, z) = |E₁ (x, y, z, t)| und E₂ (x,y,z) = |E₂ (x,y,z,t)|, wobei die Differenzfrequenz (ω₁ - ω₂)/2π ≈ 100 MHz typischerweise im Hochfrequenzbereich liegt. Als ebene schräg zur z-Achse laufende Referenz- oder Lokaloszillatorwelle wählen wir $$\begin{array}{l}{E}_L\left(x,y,z,t\right)=E_{LO}\text{exp}\left(i\left({\omega }_1+\Delta \omega \right)t-2\pi i\left(v_{xLO1}x+v_{yLO1}y\right)-i{k}_{zLO1}z\right)\\ +E_{LO}\text{exp}\left(i\left({\omega }_2+\Delta \omega \right)t-2\pi i\left(v_{xLO2}x+v_{yLO2}y\right)-i{k}_{zLO2}z\right).\end{array}$$

  

  und setzen noch v_yLO1 = v_yLO2 = 0 und v_xLO1 = v_xLO2 = v_XLO. Der Einfachheit halber betrachten wir ein unmittelbar um die z-Achse im Fernfeld bei $z\approx -z_0\text{/}\mathrm{2,}\left|z_0\right|\gg \mathrm{\lambda }$

  

  konzentriertes Objekt, von dem nach eine rückgestreute paraxiale Welle ausgeht, die in der Nähe des Sensors bei z=0 als ebene Welle $$E\left(x,y,z,t\right)=\left|E_0\right|\text{exp}\left(-i{k}_{z1}\left(z-z_0\right)+i{\omega }_{1}t\right)+\left|E_0\right|\text{exp}\left(-i{k}_{z2}\left(z-z_0\right)+i{\omega }_{2}t\right)$$

  

  approximiert werden kann und z₀ den Umweg berücksichtigt, den das Licht zur Beleuchtung des Objekts zusätzlich zurückzulegen hat. Die Sensorabmessungen sind typischerweise klein gegen |z₀| und die Intensität in der Sensorebene z = 0 ist $$\begin{array}{l}I\left(x,y,t\right)=\\ \left\{E_L\left(x,y,z=\mathrm{0,}t\right)+E\left(x,y,z=\mathrm{0,}t\right)\right\}\left\{E_L\left(x,y,z=\mathrm{0,}t\right)*+E\left(x,y,z=\mathrm{0,}t\right)*\right\},\end{array}$$

  

  wobei der hochgestellte Asterix * die Notation für die Bildung einer konjugiert komplexen Größe bezeichnet. Berechnung mit (21) und (22) ergibt $$\begin{array}{l}I\left(x,y,t\right)=E_{LO}^2\left(2+2\text{cos}\left({\omega }_2-{\omega }_1\right)t\right)\\ +2E_{LO}\left|E_0\right|\left(\text{cos}\left(k_{z1}{z}_0-\Delta \omega t+2\pi v_{xLO}x\right)+\text{cos}\left(k_{z1}{z}_0+\left({\omega }_1-{\omega }_2-\Delta \omega \right)t+2\pi v_{xLO}x\right)\right)\\ +2E_{LO}\left|E_0\right|\left(\text{cos}\left(k_{z2}{z}_0-\Delta \omega t+2\pi v_{xLO}x\right)+\text{cos}\left(k_{z2}{z}_0+\left({\omega }_2-{\omega }_1-\Delta \omega \right)t+2\pi v_{xLO}x\right)\right)\\ +{\left|E_0\right|}^2\left(2+2\text{cos}\left[\left(k_{z2}-k_{z1}\right)z_0+\left({\omega }_2-{\omega }_1\right)t\right]\right).\end{array}$$

  
• Bei der Kreisfrequenz Δω ist das Signal $$\begin{array}{l}{E}_{\Delta \omega }\left(t\right)=2E_{LO}\left|E_0\right|\left[\text{cos}\left(k_{z1}{z}_0-\Delta \omega t+2\pi v_{xLO}x\right)+\text{cos}\left(k_{z2}{z}_0-\Delta \omega t+2\pi v_{xLO}x\right)\right]\\ =2E_{LO}\left|E_0\right|\left[\text{cos}\left(k_{z1}{z}_0+2\pi v_x{}_{LO}x\right)\text{cos}\Delta \omega t+\text{sin}\left(k_{z2}{z}_0+2\pi v_{xLO}x\right)\text{sin}\Delta \omega t\right]\\ +2E_{LO}\left|E_0\right|\left[\text{cos}\left(k_{z2}{z}_0+2\pi v_x{}_{LO}x\right)\text{cos}\Delta \omega t+\text{sin}\left(k_{z2}{z}_0+2\pi v_{xLO}x\right)\text{sin}\Delta \omega t\right].\end{array}$$

  
• Kreuzkorrelation, d.h. Multiplikation mit cos Δωt und Zeitintegration über eine ganze Zahl m von Perioden T = 1/Δω liefert das Signal $$\begin{array}{l}\left(\frac{1}{mT}\right){\displaystyle {\int }_0^{mT}{E}_{\Delta \omega }}\left(t\right)\text{cos}\Delta \omega tdt\\ =2E_{LO}\left|E_0\right|\text{cos}\left[\left(k_{z2}-k_{z1}\right)z_0\text{/}2\right]\text{cos}\left[2\pi v_{xLO}x+\left(k_{z2}+k_{z1}\right)z_0\text{/}2\right]\\ \approx 2E_{LO}\left|E_0\right|\text{cos}\left[\left({\omega }_2-{\omega }_1\right)z_0\text{/}2c_0\right]\text{cos}\left[2\pi v_{xLO}x+{\omega }_1{z}_0\text{/}2c_0\right],\end{array}$$

  

  wobei c₀ die Lichtgeschwindigkeit im Vakuum bezeichnet. Auf dem synchronen Sensor ergibt sich gemäß der Kennlinie (11) auf dem ganz wesentlich durch die starke Referenzwelle bestimmte gleichmäßige Untergrundintensität ein Cosinusförmig moduliertes Streifenmuster, genauer gesagt ein Schwebungssignal in x-Richtung, dessen Periode 1/v_xLO von der Raumfrequenz der Referenzwelle abhängt und dessen Amplitude sich mit der Tiefenkoordinate z₀ des Objekts periodisch ändert. Demgemäß erhält man nach (13) für die Inphase-Komponente des gemessenen Fotostroms die Beziehung $$\begin{array}{l}<i_{phi}\left(x,y,t\right)>=<i_{phi}\left(x\right)>=\left(n_0{c}_0{\epsilon }_0\right)\left(\frac{q{\eta }_0}{h\omega }2E_{LO}^2\right)\\ +\left(\frac{q{\eta }_1}{h\omega }2E_{LO}\left|E_0\right|cos\left(k_{z2}-k_{z1}\right)z_0\text{/}2)cos\left[2\pi v_{xLO}x+\left(k_{z2}+k_{z1}\right)z_0\text{/}2)\right]\right).\end{array}$$

  
• Ohne Objektlicht wird das Fotostromsignal nur durch das starke Lokaloszillator-Licht bestimmt $$<i_{ph0}\left(x,y,t\right)>=\left(n_0{c}_0{\epsilon }_0\right)\left(\frac{q{\eta }_0}{h\omega }2E_{L0}^2\right),$$

  

  das über die Sensorfläche als zeitlich und räumlich konstant anzusetzen ist. Der Kontrast K des räumlichen Schwebungssignals in x-Richtung ist gegeben durch $$K\left(z_0\right)=\frac{<i_{phi,max}\left(x\right)>-<i_{phi,min}\left(x\right)>}{<i_{phi,max}\left(x\right)>+<i_{phi,min}\left(x\right)>}=\left(\left|E_0\right|\text{/}{E}_{LO}\right)\left|\text{cos}\left(\left(k_{z2}-k_{z1}\right)z_0\text{/}2\right)\right|.$$

  
• 3 zeigt eine Methode zur Bestimmung der Tiefenkoordinate eines punktförmig beleuchteten diffus streuenden Objekts mit einem pmd-Bildsensor. Zur Beleuchtung dient eine räumlich kohärente bi-chromatische Laserquelle. Die Aufzeichnung des Streulichts erfolgt mit einem heterodyn-holographischen Verfahren.
• Der Kontrast kann zur präzisen Bestimmung von z₀ herangezogen werden, wenn man wie in schematisch dargestellt vorgeht. Das vom Objekt rückgestreute bi-chromatische Licht wird auf einer Teilfläche des Sensors mit der bi-chromatischen Referenzwelle (21) überlagert und gleichzeitig auf einem anderen separaten Teil des Sensors mit der monochromatischen Teilwelle von (21), die durch $$E_{Lmon}\left(x,y,z,t\right)=E_{L0}\text{exp}\left(i\left({\omega }_1+\Delta \omega \right)t-2\pi i\left(v_{xLO1}x+v_{yLO1}y\right)-i{k}_{zLO1}z\right)$$

  

  gegeben ist. Auswertung mit der modifizierten Referenzwelle wie in (27) bis (29) liefert der ebenen Referenzwelle (21) überlagert und gleichzeitig mit (26) ausgewertet. Das der Gleichung (26) entsprechende modifizierte Signal ist $$\left(\frac{1}{mT}\right){\displaystyle {\int }_0^{mT}{E}_{\Delta \omega ,mon}}\left(t\right)\text{cos}\Delta \omega tdt$$

  

  $$=E_{LO}\left|E_0\right|\text{cos}\left[2\pi v_{xLO}x+k_{z1}{z}_0\right]=E_{LO}\left|E_0\right|\text{cos}\left[2\pi v_{xLO}x+{\omega }_1{z}_0\text{/}2c_0\right].$$

  
• Für das gemessene Fotostromsignal gilt entsprechend $$\begin{array}{l}<i_{phi}\left(x,y,t\right)>\text{/}\left(n_0{c}_0{\epsilon }_0\right)\\ =\left(\frac{q{\eta }_0}{h\omega }2E_{LO}^2\right)+\left(\frac{q{\eta }_1}{h\omega }2E_{LO}\left|E_0\right|\text{cos}\left[2\pi v_{xLO}x+k_{z1}{z}_0\right]\right),\end{array}$$

  

  und mit dem modifizierten Kontrast K_mon (z₀) = (|E₀ |/E_LO) lässt sich z₀ aus dem Verhältnis $$K\left(z_0\right)\text{/}{K}_{mon}\left(z_0\right)=\left|\text{cos}\left(\left(k_{z2}-k_{z1}\right)z_0\text{/}2\right)\right|=\left|\text{cos}\left[\left({\omega }_2-{\omega }_1\right)z_0\text{/}2c_0\right]\right|$$

  

  ermitteln. Der Kontrast ändert sich periodisch mit z₀. Die Bedingung für maximalen Kontrast ist z_0,2m = 2mπ₀/(ω₂ - ω₁), wobei m eine ganze Zahl ist. Minimalen Kontrast findet man fürz_0,(2m+1) = (2m + 1)πc₀/(ω₂ - ω₁).
• Die für punktförmige Objektbeleuchtung dargestellte Methode zur Abstandsmessung lässt sich auf einfache Weise auf eindimensionale Beleuchtungsmuster (Streifen, Striche) und zweidimensionale flächenhafte Beleuchtung erweitern. Für konvexe Objekte bleibt eine ortsaufgelöste Abstandsbestimmung gewährleistet, solange die vom Objekt auf den Sensor treffenden Wellen und die ebene Referenzwelle die Bedingung (1) erfüllen.
• 4 zeigt einen Aufbau, bei dem eine von einem Objekt reflektierte Objektwelle E_Obj und eine frequenzverschobenen Referenzwelle E_Lo auf einen Sensor gelenkt und dort zur Interferenz gebracht werden. Der Sensor ist als Demodulator ausgebildet ist, demoduliert die am Sensor anliegende Interferenz.
• Wie bereits in Formel (5) dargestellt gilt: $$\begin{array}{cc}{\text{E}}_{\text{tot}}={\text{E}}_{\text{Obj}}+{\text{E}}_{\text{Lo}}& \\ & E_{tot}=a{e}^{i\phi \left(x,y,z\right)}{e}^{-i\omega t}+A{e}^{ikr}{e}^{-i\omega t-i\Delta \omega t}\end{array}$$

  

  und für die Intensität: $$I\approx \left|E^2\right|=a^2+A^2+Re2aA{e}^{i\phi \left(x,y,z\right)}{e}^{-i\omega t}{e}^{ikz}{e}^{-i\omega t-i\mathrm{\Delta }\omega t}$$

  

  mit A » α $$I\approx A^2+2A\left(x,y\right)cos\left(\mathrm{\Delta }\omega t-\phi \left(x,y\right)-kr\right)$$

  
• Zur Bestimmung einer Objektdistanzen ist es erfindungsgemäß vorgesehen, den Realteil mit einem Sensor zu erfassen, der im Takte der Schwebungsfrequenz Δω das Signal demoduliert.
• Im Beispiel gemäß 4 sendet ein Laser ein kohärentes Licht mit einer Frequenz ω₁ in Richtung eines Objekts aus. Zur Bildung einer Referenzwelle bzw. -frequenz ω₁' wird ein Teil des vom Laser emittierten Lichts auf einen optischen Modulator, hier ein akustooptischer Modulator AOM, gelenkt, der die eintretende Laserfrequenz um eine am optischen Modulator anliegende Modulationsfrequenz Δω verschiebt, mit $${\mathrm{\omega }}_1\text{'}={\mathrm{\omega }}_1\text{'}+\mathrm{\Delta \omega }$$

  
• Der Sensor ist als Synchrondemodulator ausgebildet und arbeitet vorzugsweise nach einem Photonenmischprinzip bzw. PMD-Prinzip und weist ein Array von Lichtlaufzeitpixeln, die die am Sensor anstehende Interferenz der Referenz- und Objektwelle phasensynchron zur Modulationsfrequenz Δω erfassen.
• Ausgehend von den phasensynchron ermittelten Signalen lassen sich Objektdistanzen ermitteln.
• Die Modulationsfrequenz Δω wird mit Hilfe eines Modulators erzeugt, der derart ausgebildet ist, dass die Modulationsfrequenz Δω dem optischen Modulator und dem Demodulator phasensynchron oder ggf. verschoben um eine vorgegebene Phasenlage zur Verfügung gestellt wird.
• 5 zeigt eine Variante, bei der die Frequenzverschobene Lichtwelle auf das Objekt gelenkt wird und die unverschobene Lichtwelle als Referenz dient.
• 6 zeigt einen Aufbau für eine bi-chromatische Entfernungsmessung gemäß 3. Im dargestellten Beispiel wird mit Hilfe eines Lasers eine erste kohärente Lichtwelle ω₁ und über einen nachgeschalteten akustooptischen Modulator 1 zusätzlich eine zweite kohärente Lichtwelle mit einer zweiten Frequenz ω₂ erzeugt. Mit Hilfe eines ersten Modulators wird der akustooptische Modulator AOM1 mit einer Modulationsfrequenz Δω_M1 beaufschlagt, um die der AOM einen Teil der eingehenden Lichtwelle um die Modulationsfrequenz Δω_M1 verschiebt. Am Ausgang des akustooptischen Modulators AOM1 liegen dann zwei Lichtwellen mit unterschiedlicher Frequenz ω₁, ω₂ an, mit denen ein Objekt beleuchtet wird. Die beiden Frequenzen ω₁, ω₂ unterscheiden sich vorteilhaft um 100 bis 1000 MHz, vorzugsweise liegt der Frequenzunterschied in einem Bereich von 200 - 400 MHz.
• Alternativ zu dieser Frequenzaufbereitung können auch zwei Laser mit zwei unterschiedlichen Frequenzen verwendet werden.
• Einen Teil der nach dem ersten akustooptischen Modulator austretenden Lichtwellen wird auf einen zweiten akustooptischen Modulator AOM 2 geleitet, der mit einer zweiten Modulationsfrequenz Δω_M2 des Modulators 2 betrieben wird. Die Frequenzen der beiden in den AOM2 eintretenden Lichtwellen werden um die Frequenz der anliegenden Modulationsfrequenz Δω_M2 verschoben und bilden die Referenzwellen ω₁', ω₂', die auf den Demodulator gelenkt werden. Die zweite Modulationsfrequenz Δω_M2 liegt vorteilhaft in einem von 1 bis 100 MHz und besonders vorteilhaft in einem Bereich von 40 bis 80 MHz. Je nach Ausgestaltung des Demodulators kommen auch höhere Modulationsfrequenzen in Betracht.
• Mit dem anderen Teil der aus dem ersten AOM1 austreten Lichtwellen ω₁' ω₂ wird ein Objekt beleuchten, wobei die vom Objekt reflektierte Objektwellen derart auf den Demodulator gelenkt werden, dass sie dort mit den Referenzwellen interferieren.
• Die Überlagerung der beiden Interferenzmuster wird mit Hilfe des Demodulators demoduliert und eine Ortsinformation des Objekts ermittelt.

Claims (9)

1. Vorrichtung zur Entfernungsbestimmung, mit wenigstens einer Lichtquelle zur Erzeugung bi-chromatischer Lichtwellen (E₁, E₂) mit einer ersten und zweiten Frequenz (ω₁, ω₂), mit einer Vorrichtung zur Erzeugung bi-chromatischen Referenzwellen (E_Lo1, E_Lo2), die derart ausgestaltet ist, dass ausgehend von den bi-chromatischen Lichtwellen (E₁, E₂) bi-chromatische Referenzwellen (E_Lo1, E_Lo2) verschoben um eine Differenzfrequenz (Δω_M2) mit einer ersten und zweiten Referenzfrequenz (ω'₁, ω'₂) erzeugt werden, wobei die bi-chromatischen Lichtwellen eine Szenerie bzw. ein Objekt beleuchten und als Objektwellen (E_Obj,1,2) reflektiert werden, mit einem Demodulator, der mit der Differenzfrequenz (Δω_M2) betrieben wird, wobei die Vorrichtung zur Entfernungsbestimmung derart ausgestaltet ist, dass der Demodulator auf seinem Empfangsbereich vollständig von den Objektwellen (E_Obj,1,2) beleuchtet wird, während die bi-chromatische Referenzwellen (E_Lo1, E_Lo2) nur einen ersten Empfangsbereich des Demodulators beleuchten, wobei ein zweiter Empfangsbereich von einer monochromatischen Referenzwelle (E_Lo1) mit einer ersten Frequenz (ω'₁) beleuchtet wird, mit einer Auswertungsvorrichtung, die derart ausgestaltet ist, dass ausgehend von im ersten und zweiten Empfangsbereich des Demodulators demodulierten Signalen eine Entfernung bestimmt wird.
2. Vorrichtung nach Anspruch 1, bei der die Entfernung aus einem Kontrastunterschied der im ersten und zweiten Empfangsbereich demodulierten Signale ermittelt wird.
3. Vorrichtung zur Entfernungsbestimmung, mit wenigstens einer Lichtquelle zur Erzeugung bi-chromatischer Lichtwellen (E₁, E₂) mit einer ersten und zweiten Frequenz (ω₁, ω₂), mit einer Vorrichtung zur Erzeugung bi-chromatischen Referenzwellen (E_Lo1, E_Lo2), die derart ausgestaltet ist, dass ausgehend von den bi-chromatischen Lichtwellen (E₁, E₂) bi-chromatische Referenzwellen (E_Lo1, E_Lo2) verschoben um eine Differenzfrequenz (Δω_M2) mit einer ersten und zweiten Referenzfrequenz (ω'₁, ω'₂) erzeugt werden, wobei die bi-chromatischen Lichtwellen eine Szenerie bzw. ein Objekt beleuchten und als Objektwellen (E_Obj,1,2) reflektiert werden, mit einem Demodulator, der mit der Differenzfrequenz (Δω_M2) betrieben wird, wobei die Vorrichtung zur Entfernungsbestimmung derart ausgestaltet ist, dass der Demodulator auf seinem Empfangsbereich von den Objektwellen (E_Obj,1,2) und den bi-chromatische Referenzwellen (E_Lo1, E_Lo2) in einem ersten Messintervall beleuchtet wird, wobei in einem zweiten Messintervall der Demodulator auf seinem Empfangsbereich von den Objektwellen (E_Obj,1,2) und einer monochromatischen Referenzwelle (E_Lo1) mit einer ersten Frequenz (ω'₁) beleuchtet wird, mit einer Auswertungsvorrichtung, die derart ausgestaltet ist, dass ausgehend von den im ersten und zweiten Messintervall demodulierten Signalen eine Entfernung bestimmt wird.
4. Vorrichtung nach Anspruch 3, bei der die Entfernung aus einem Kontrastunterschied der im ersten und zweiten Messintervall demodulierten Signale ermittelt wird.
5. Vorrichtung nach einem der vorhergehenden Ansprüche, mit einem ersten Laser zur Erzeugung einer ersten kohärenten Lichtwelle (E₁) mit einer ersten Frequenz (ω₁), und mit einem zweiten Laser oder einem ersten akustooptischen Modulator (AOM1), betrieben mit einer ersten Modulationsfrequenz (Δω_M1), zur Erzeugung einer zweiten kohärenten Lichtwelle (E₂) mit einer zweiten Frequenz (ω₂).
6. Vorrichtung nach Anspruch 5, bei der mit den bi-chromatischen Lichtwellen bzw. mit der ersten und zweiten Lichtwelle (E1, E2) zum einen die Szenerie und zum anderen ein zweiter akustooptischer Modulator (AOM2) beleuchtet wird, wobei der zweite akustooptische Modulator (AOM2) mit einer zweiten Modulationsfrequenz bzw. der Differenzfrequenz (Δω_M2) betrieben wird und am Ausgang des zweiten optischen Modulators (AOM2) zwei Referenzwellen (E_Lo1, E_Lo2) mit einer ersten und zweiten Referenzfrequenz (ω'₁, ω'₂) zur Verfügung stehen.
7. Vorrichtung nach einem der vorhergehenden Ansprüche, bei der der Demodulator als PMD-Sensor ausgebildet ist und mit der zweiten Modulationsfrequenz bzw. Differenzfrequenz (Δω_M2) betrieben wird.
8. Vorrichtung nach einem der vorhergehenden Ansprüche, bei der der Frequenzunterschied zwischen der ersten und zweiten Lichtwelle (E₁, E₂) in einem Bereich von 100-1000 MHz liegt.
9. Vorrichtung nach einem der vorhergehenden Ansprüche, bei der die Differenzfrequenz (Δω_M2), mit der der Demodulator betrieben wird, in einem Bereich von 1-100 MHz liegt.

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