Свертка для оптических откликов широкого луча в рассеивающих средах - Convolution for optical broad-beam responses in scattering media

Теории переноса фотонов, такие как Метод Монте-Карло, обычно используются для моделирования распространение света в ткани. Ответы на карандашный луч падающие на рассеивающую среду, называются Функции Грина или же импульсные реакции. Методы переноса фотонов можно напрямую использовать для расчета откликов широкого луча путем распределения фотонов по поперечному сечению луча. Тем не мение, свертка может использоваться в определенных случаях для повышения эффективности вычислений.

Общие формулы свертки

Чтобы свертка использовалась для расчета отклика широкого луча, система должна быть неизменный во времени, линейный, и инвариант перевода. Инвариантность во времени означает, что пучок фотонов, задержанный на заданное время, дает отклик, смещенный на ту же задержку. Линейность указывает, что данный ответ увеличится на ту же величину, если вход масштабируется и подчиняется свойству суперпозиция. Трансляционная инвариантность означает, что если луч перемещается в новое место на поверхности ткани, его ответ также смещается в том же направлении на такое же расстояние. Здесь рассматривается только пространственная свертка.

Отклики от методов переноса фотонов могут быть физическими величинами, такими как поглощение, флюенс, отражательная способность, или же коэффициент пропускания. Учитывая конкретное физическое количество, G (х, у, z), от карандашного луча в декартовом пространстве и коллимированного источника света с профилем луча S (х, у), отклик широкого луча может быть рассчитан с использованием следующей формулы двумерной свертки:

${\displaystyle C(x,y,z)=\int _{-\infty }^{\infty }\int _{-\infty }^{\infty }\ G(x-x',y-y',z)S(x',y')\,dx'\,dy'.\qquad (1)}$

Подобно 1-мерной свертке, 2-мерная свертка коммутативна между грамм и S со заменой переменных ${\displaystyle x''=x-x'\,}$ и ${\displaystyle y''=y-y'\,}$:

${\displaystyle C(x,y,z)=\int _{-\infty }^{\infty }\!\int _{-\infty }^{\infty }\ G(x'',y'',z)S(x-x'',y-y'')\,dx''\,dy''.\qquad (2)}$

Поскольку широкополосный ответ ${\displaystyle C(x,y,z)\,}$ имеет цилиндрическую симметрию, его интегралы свертки можно переписать как:

${\displaystyle C(r,z)=\int _{0}^{\infty }\ S(r')r'\left[\int _{0}^{2\pi }\ G\left({\sqrt {r^{2}+r'\,^{2}-2rr'cos\phi '}},z\right)\,d\phi '\right]dr'\qquad (3)}$

${\displaystyle C(r,z)=\int _{0}^{\infty }G(r'',z)r''\left[\int _{0}^{2\pi }S\left({\sqrt {r^{2}+r''\,^{2}-2rr''cos\phi ''}}\right)\,d\phi ''\right]dr''\qquad (4)}$

куда ${\displaystyle r'={\sqrt {x'^{2}+y'^{2}}}}$. Поскольку внутреннее интегрирование уравнения 4 не зависит от z, его нужно рассчитать только один раз для всех глубин. Таким образом, эта форма широколучевого отклика более выгодна с вычислительной точки зрения.

Общие профили балок

Гауссов пучок

Для Гауссов пучок, профиль интенсивности определяется выражением

${\displaystyle S(r')=S_{0}\exp \left[-2\left({\frac {r'}{R}}\right)^{2}\right].\qquad (5)}$

Здесь, р обозначает ${\displaystyle {\tfrac {1}{e^{2}}}\,}$ радиус луча, и S₀ обозначает интенсивность в центре луча. S₀ относится к полной мощности п₀ к

${\displaystyle S_{0}={\frac {2P_{0}}{\pi R^{2}}}.\qquad (6)}$

Подставляя уравнение. 5 в уравнение. 4, получаем

${\displaystyle C(r,z)=2\pi S(r)\int _{0}^{\infty }G(r'',z)\exp \left[-2\left({\frac {r''}{R}}\right)^{2}\right]I_{0}\left({\frac {4rr''}{R^{2}}}\right)r''\,dr'',\qquad (7)}$

куда я₀ это нулевой порядок модифицированная функция Бесселя.

Балка цилиндрическая

Для балка в цилиндре радиуса р, функция источника принимает вид

${\displaystyle S(r')={\begin{cases}S_{0},&{\text{if }}r'\leq R\\\,0,&{\text{if }}r'>R\end{cases}}\qquad (8)}$

куда S₀ обозначает интенсивность внутри луча. S₀ связана с полной мощностью пучка п₀ к

${\displaystyle S_{0}={\frac {P_{0}}{\pi R^{2}}}.\qquad (9)}$

Подставляя уравнение. 8 в уравнение. 4, получаем

${\displaystyle C(r,z)=2\pi S_{0}\int _{0}^{\infty }G(r'',z)I_{\phi }(r,r'')r''\,dr'',\qquad (10)}$

куда

${\displaystyle I_{\phi }(r,r'')={\begin{cases}1,&{\mbox{if }}R\geq r+r'',\\{\tfrac {1}{\pi }}\cos ^{-1}\left({\tfrac {r^{2}+r''^{2}-R^{2}}{2rr''}}\right),&{\mbox{if }}\left|r-r''\right|\leq R<r+r'',\\0,&{\mbox{if }}R<\left|r+r''\right|.\end{cases}}\qquad (11)}$

Ошибки в числовой оценке

Первые взаимодействия

Первые взаимодействия фотона с тканью всегда происходят по оси z и, следовательно, вносят вклад в удельное поглощение или связанные физические величины в виде Дельта-функция Дирака. Ошибки возникнут, если поглощение из-за первых взаимодействий не записывается отдельно от поглощения из-за последующих взаимодействий. Суммарный импульсный отклик можно выразить двумя частями:

${\displaystyle C(r,z)=G_{1}(0,z){\frac {\delta (r)}{2\pi r}}+G_{2}(r,z),\qquad (12)}$

где первое слагаемое является результатом первых взаимодействий, а второе - последующих взаимодействий. Для гауссова пучка мы имеем

${\displaystyle C(r,z)=G_{1}(0,z)S(r)+2\pi S_{0}\int _{0}^{\infty }G_{2}(r'',z)\,exp\left[-2\left({\frac {r''-r}{R}}\right)^{2}\right]I_{0e}\left({\frac {4rr''}{R^{2}}}\right)r''\,dr''.\qquad (13)}$

Для балки цилиндрической формы имеем

${\displaystyle C(r,z)=G_{1}(0,z)S(r)+2\pi S_{0}\int _{0}^{\infty }G_{2}(r'',z)I_{\phi }(r,r'')r''\,dr''.\qquad (14)}$

Ошибка усечения

Для балки в форме цилиндра верхние пределы интегрирования могут быть ограничены р_{Максимум}, так что р ≤ р_{Максимум} − р. Таким образом, ограниченное покрытие сети в р направление не влияет на свертку. Для надежной свертки физических величин при р в ответ на цилиндрический луч, мы должны гарантировать, что р_{Максимум} в методах переноса фотонов достаточно велик, чтобы р ≤ р_{Максимум} − р Для гауссова пучка не существует простых верхних пределов интегрирования, поскольку теоретически он простирается до бесконечности. В р >> р, гауссов пучок и пучок в форме цилиндра того же р и S₀ имеют сопоставимые результаты свертки. Следовательно, р ≤ р_{Максимум} − р можно приблизительно использовать и для гауссовых пучков.

Реализация свертки

Для реализации дискретной свертки используются два общих метода: определение свертки и быстрое преобразование Фурье (БПФ и ОБПФ) согласно теорема свертки. Чтобы вычислить оптическую характеристику широкого луча, импульсная характеристика острого луча свернута с функцией луча. Как показано уравнением 4, это двумерная свертка. Чтобы вычислить реакцию светового луча на плоскости, перпендикулярной оси z, функция луча (представленная б × б матрица) свернута с импульсной характеристикой на этой плоскости (представленной а × а матрица). Обычно а больше, чем б. Эффективность расчета этих двух методов во многом зависит отб, размер светового луча.

При прямой свертке матрица решения имеет размер (а + б − 1) × (а + б - 1). Расчет каждого из этих элементов (кроме близких к границам) включает б × б умножения и б × б - 1 дополнения, поэтому временная сложность является О [(а + б)²б²]. При использовании метода БПФ основными шагами являются БПФ и ОБПФ (а + б − 1) × (а + б - 1) матриц, поэтому временная сложность O [(а + б)² бревно(а + б)]. Сравнение O [(а + б)²б²] и O [(а + б)² бревно(а + б)], очевидно, что прямая свертка будет быстрее, если б намного меньше, чем а, но метод БПФ будет быстрее, если б относительно большой.

Вычислительные примеры

Судьбу фотонов можно смоделировать с помощью реализации в Matlab метода Монте-Карло (п_rel = 1, μ_а = 0.1, μ_s=100, грамм = 0,9, 100000 фотонов). Используя эту модель Matlab, флюенс 3 × 3 × 3 см³ область записывается, и строится график распределения плотности энергии широкого луча. На рисунках 1 и 2 показаны отклики на стержневой луч и цилиндрический широкий пучок диаметром 1 см соответственно. Прямая свертка была использована для расчета отклика широкого луча на рисунке 2. На рисунке 3 показан отклик широкого луча, рассчитанный с использованием метода БПФ. Когда диаметр светового луча составляет 0,2 см, прямая свертка стоит 1,93 секунды, а метод БПФ - 7,35 секунды. Когда диаметр светового луча составляет 2 см, прямая свертка стоит 90,1 секунды, а метод БПФ - 16,8 секунды. Конечно, абсолютное время вычислений зависит от скорости обработки используемого компьютера. Эти два сравнения были сделаны на одном компьютере. Хотя время вычислений различается, графики на рисунках 2 и 3 неразличимы.

Смотрите также

• Уравнение переноса излучения и теория диффузии для переноса фотонов в биологической ткани
• Метод Монте-Карло
• Метод Монте-Карло для переноса фотонов

Ссылки на другие ресурсы Монте-Карло

• Лаборатория оптического изображения Вашингтонского университета в Сент-Луисе (MCML)
• Медицинский лазерный центр Орегона

Рекомендации

• Л.-Х. Ван и Х.-И. Ву. Биомедицинская оптика: принципы и изображения. Wiley 2007.
• Л.-Х. Ван, С. Л. Жак и Л.-К. Чжэн, "Монте-Карло моделирование переноса фотонов в многослойных тканях", Компьютерные методы и программы в биомедицине 47, 131–146 (1995).
• Л.-Х. Ван, С. Л. Жак и Л.-К. Чжэн, "Свертка для ответов на пучок фотонов конечного диаметра, падающий на многослойные ткани", Компьютерные методы и программы в биомедицине 54, 141–150 (1997). Скачать статью.