消光的案例
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015 - FDTD金納米棒的吸收、散射、消光截面（僅模型文件） ￥46
015 - FDTD金納米棒的吸收、散射、消光截面（僅包含模型文件，46元）
基本介紹：
主要內容：根據發表在 Langmuir 上的論文《Synthesis of Absorption-Dominant Small Gold Nanorods and Their Plasmonic Properties 作者：Henglei Jia等》，重復了圖2a、圖2b、圖2c、圖2d；
基于Lumerical FDTD Solution求解，使用的軟件版本為Lumerical 2016a；
計算所需的內存：8 GB；
涉及的內容：TFST光源、cross_section分析組、自己編寫腳本畫圖 等；
繪制了：四個不同尺寸金納米棒的吸收截面、散射截面和消光截面；
注意：本案例僅包含模型文件，但有一個如何運行計算的簡單說明，購買后不附帶答疑指導。
包含的文件截圖：
詳細描述：
如上圖所示，金納米棒分散在水中形成膠體，一束波長為 400 ~ 1200 nm 的光照射金納米棒膠體，計算其吸收截面、散射截面、消光截面。
由于金納米棒在水中的方向是隨機的，所以要考慮金納米棒上所激發出的局域表面等離激元（LSP）的橫模與縱模，然后將兩種模式做加權平均。
金納米棒的尺寸考慮四種情況，直徑/長度分別為（單位nm）：40.2/104.3、16.6/62.2、6.0/16.2、8.8/36.6。
計算的內容和結果：
1、論文中四個不同尺寸的納米棒的吸收、散射和消光截面 ??
2、本案例的計算結果 ??
再次提醒：本案例僅包含模型文件，沒有講解視頻，也不附帶答疑指導。
展開 基于comsol的Mie散射納米顆粒模型，求解吸光、散射、消光和雷達截面 ￥1800
</p><p><img src="https://img.jishulink.com/upload/201908/63954643d5d54e078f3a61f65585014e.png"></p><p><br></p><p>從下面結果的曲線可以看到 ，當頻率在接近500THz的時候會有散射和消光截面的峰值。</p><p><img src="https://img.jishulink.com/upload/201908/ee33905f7b114c2f9034b54835cc4f93.png"></p><p><br></p><p><br></p><p><strong>模型文件在文中開頭，需要的可以下載，加密文件如需密碼可以私信我。謝謝。</strong></p><p> </p><p> </p><p> </p>
展開 23，用comsol求解米氏散射公式，納米球的散射問題 ￥2500
<p>對于球形納米顆粒被平面光照射后的散射問題，前人mie已經給出了精確的數值解析解來求解散射效率，消光效率，吸收效率，我簡稱mie散射公式/米氏散射公式。其他形貌（金棒形，金納米星形，正方形等等）不適用mie散射公式。</p><p>在之前第二篇文章的文獻中，作者已經給出米氏散射公式如下<img src="https://img.jishulink.com/upload/202304/9c6cb860894a4aafbf373876c4ba6f18.png" alt="捕獲.png"></p><p>作者對比了用 comsol波動光學模塊 和 米氏解析解 求解出的散射效率，發現二者吻合，從而證明確實用波動光學模塊計算出的結果正確。</p><p><img src="https://img.jishulink.com/upload/202304/42d7ce04673649fb8191262b7608080d.png" alt="捕獲.png"></p><p><br></p><p>那么我現在也用comsol求解了上述的米氏散射公式，我用三種方法求解消光，散射效率：（1）波動光學模塊。（2）在comsol中手動敲入米氏散射公式。（3）用comsol內置好的米氏散射公式函數。發現三者求解的結果一致，能復現出論文，如下圖所示，證明了對散射，消光效率求解的正確性。
展開 
12，comsol仿真三種情況下的納米顆粒
下圖是論文中橢圓金顆粒位于無窮大空氣中，求其消光譜，下面是論文圖VS我的復現結果
情況二：有限數目的納米顆粒位于兩個半無限大的介質的分界面上，比如納米顆粒放在玻璃基板上，納米顆粒上方是空氣，下方是玻璃，一束光照射到納米顆粒上，求其散射光譜，消光截面等等。
下面是論文圖VS我的復現結果。圖中 藍色虛線 表示一個金顆粒位于無窮大的介質板上，上方是空氣，下方是介質板，求其消光光譜。
情況三：無限數目的納米顆粒是周期性排布在介質基板上的，也就是超表面結構。求其反射光譜，透射光譜，吸收光譜。
JCMsuite應用：散射體的光學手性響應
這使得手性行為的分析類似于研究電磁能量的標準消光實驗。
在電磁能量的情況下，消光由散射和損失[2]組成。對應的手性參量是光學手性的消光散射，以及體積和界面上的手性轉換。這就得到了守恒定律
積分是在散射體的外表面?Ω和體積Θ以及表面?Θ上進行的。
這些參量在JCMsuite中命名，如下表所示。更多細節可以在這里找到。
作為案例展示，我們計算散射體的手性響應如下圖所示：
它的直徑是一個波長的量級，它的介電常數固定為ε=4.5。在下面，我們將改變散射體的磁導率μ，并觀察預測的對偶對稱性[3]對于恒定比率ε/μ的散射體及其環境。周圍的材料是ε=μ=1的空氣。
由于散射體是無損的和各向同性的，在它的體積內將沒有轉換。請參考四分之一波片的案例，以獲得更多關于體積轉換的信息。
在這里，所需的參量被計算為如上所述的電磁手性通量的通量積分。如下圖所示，對于接近對偶對稱的材料，轉換趨向于零。
在固定介電常數ε=4.5下，散射體的磁導率μ的變化。
該散射體是對偶的ε/μ=1，產生零手性轉換。
在JCMsuite中，所有手性密度都是相似的。例如，我們在下面的圖中展示了增強的近場光學手性密度的電子部分。這是一個后處理過程，即ExportFields：輸出參量電手性密度。
具有ε/μ=1的雙散射體的光手性密度X的近場增強
展開 Ansys Zemax | 如何模擬雙折射偏振器件
計算消光比
在本節使用的示例文件中我們可以看到，第二塊晶體的非尋常折射率使光線在晶體與晶體的交界面發生了偏折。在第一塊晶體中，光軸方向與局部Z軸一致，因此不同偏振態光線的折射率相同。需要注意的是，在雙折射介質中S偏振所在的平面與晶軸垂直，P偏振所在平面與晶軸平行。因此當光線沿晶軸方向入射時，兩偏振態的光無法區分。在第二塊晶體中，晶軸方向與局部X軸重合，S偏振態仍然與晶軸方向垂直，P偏振態與晶軸平行。此時兩種偏振態的光可以被區分開來，因此Y方向上的偏振光在晶體與晶體的交界面上會產生偏折。
在本例中，結構1和3（均追跡晶體2中的尋常光線）的光線不發生偏折，而結構2和4的光線發生雙折射偏折。
假設我們需要計算偏振光的消光比。如果通過實驗的方法進行測量，我們需要使用Y方向偏振的光入射偏振器并測量透過的光強，再計算X方向的偏振光透過的光強并計算兩者之比。實際上這也是OpticStudio計算消光比的方式。唯一復雜的點在于透過的光強為兩個結構的相干疊加。因此我們需要先計算場振幅的疊加再計算光強。最簡便的方法是使用ZPL宏來完成這一計算過程。
以下是我們需要用到的宏語言關鍵詞（完整的語法請參考用戶手冊）
POLDEFINE Ex, Ey, PhaX, PhaY：用來定義光線的起始偏振態
POLTRACE Hx, Hy, Px, Py, wavelength, vec, surf：用來對特定的光線在特定的表面上執行偏振光線追跡，并將追跡結果保存在參數vec定義的數組中。
展開 JCMsuite應用：散射體的光學手性響應
這使得手性行為的分析類似于研究電磁能量的標準消光實驗。
在電磁能量的情況下，消光由散射和損失[2]組成。對應的手性參量是光學手性的消光散射，以及體積和界面上的手性轉換。這就得到了守恒定律
積分是在散射體的外表面?Ω和體積Θ以及表面?Θ上進行的。
這些參量在JCMsuite中命名，如下表所示。更多細節可以在這里找到。
作為案例展示，我們計算散射體的手性響應如下圖所示：
它的直徑是一個波長的量級，它的介電常數固定為ε=4.5。在下面，我們將改變散射體的磁導率μ，并觀察預測的對偶對稱性[3]對于恒定比率ε/μ的散射體及其環境。周圍的材料是ε=μ=1的空氣。
由于散射體是無損的和各向同性的，在它的體積內將沒有轉換。請參考四分之一波片的案例，以獲得更多關于體積轉換的信息。
在這里，所需的參量被計算為如上所述的電磁手性通量的通量積分。如下圖所示，對于接近對偶對稱的材料，轉換趨向于零。
在固定介電常數ε=4.5下，散射體的磁導率μ的變化。
該散射體是對偶的ε/μ=1，產生零手性轉換。
在JCMsuite中，所有手性密度都是相似的。例如，我們在下面的圖中展示了增強的近場光學手性密度的電子部分。這是一個后處理過程，即ExportFields：輸出參量電手性密度。
具有ε/μ=1的雙散射體的光手性密度X的近場增強
參考文獻
[1] Philipp Gutsche, Lisa V. Poulikakos, Martin Hammerschmidt, Sven Burger, and Frank Schmidt. Time-harmonic optical chirality in inhomogeneous space.
展開 JCMsuite應用：散射體的光學手性響應
這使得手性行為的分析類似于研究電磁能量的標準消光實驗。
在電磁能量的情況下，消光由散射和損失[2]組成。對應的手性參量是光學手性的消光散射，以及體積和界面上的手性轉換。這就得到了守恒定律
積分是在散射體的外表面?Ω和體積Θ以及表面?Θ上進行的。
這些參量在JCMsuite中命名，如下表所示。更多細節可以在這里找到。
作為案例展示，我們計算散射體的手性響應如下圖所示：
它的直徑是一個波長的量級，它的介電常數固定為ε=4.5。在下面，我們將改變散射體的磁導率μ，并觀察預測的對偶對稱性[3]對于恒定比率ε/μ的散射體及其環境。周圍的材料是ε=μ=1的空氣。
由于散射體是無損的和各向同性的，在它的體積內將沒有轉換。請參考四分之一波片的案例，以獲得更多關于體積轉換的信息。
在這里，所需的參量被計算為如上所述的電磁手性通量的通量積分。如下圖所示，對于接近對偶對稱的材料，轉換趨向于零。
在固定介電常數ε=4.5下，散射體的磁導率μ的變化。
該散射體是對偶的ε/μ=1，產生零手性轉換。
在JCMsuite中，所有手性密度都是相似的。例如，我們在下面的圖中展示了增強的近場光學手性密度的電子部分。這是一個后處理過程，即ExportFields：輸出參量電手性密度。
具有ε/μ=1的雙散射體的光手性密度X的近場增強
參考文獻
[1] Philipp Gutsche, Lisa V. Poulikakos, Martin Hammerschmidt, Sven Burger, and Frank Schmidt. Time-harmonic optical chirality in inhomogeneous space. In SPIE OPTO, Vol.9756m pages 97560X.
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這使得手性行為的分析類似于研究電磁能量的標準消光實驗。
在電磁能量的情況下，消光由散射和損失[2]組成。對應的手性參量是光學手性的消光散射，以及體積和界面上的手性轉換。這就得到了守恒定律
積分是在散射體的外表面?Ω和體積Θ以及表面?Θ上進行的。
這些參量在JCMsuite中命名，如下表所示。更多細節可以在這里找到。
作為案例展示，我們計算散射體的手性響應如下圖所示：
它的直徑是一個波長的量級，它的介電常數固定為ε=4.5。在下面，我們將改變散射體的磁導率μ，并觀察預測的對偶對稱性[3]對于恒定比率ε/μ的散射體及其環境。周圍的材料是ε=μ=1的空氣。
由于散射體是無損的和各向同性的，在它的體積內將沒有轉換。請參考四分之一波片的案例，以獲得更多關于體積轉換的信息。
在這里，所需的參量被計算為如上所述的電磁手性通量的通量積分。如下圖所示，對于接近對偶對稱的材料，轉換趨向于零。
在固定介電常數ε=4.5下，散射體的磁導率μ的變化。
該散射體是對偶的ε/μ=1，產生零手性轉換。
在JCMsuite中，所有手性密度都是相似的。例如，我們在下面的圖中展示了增強的近場光學手性密度的電子部分。這是一個后處理過程，即ExportFields：輸出參量電手性密度。
具有ε/μ=1的雙散射體的光手性密度X的近場增強
參考文獻
[1] Philipp Gutsche, Lisa V. Poulikakos, Martin Hammerschmidt, Sven Burger, and Frank Schmidt. Time-harmonic optical chirality in inhomogeneous space.
展開 JCMsuite應用：散射體的光學手性響應
這使得手性行為的分析類似于研究電磁能量的標準消光實驗。
在電磁能量的情況下，消光由散射和損失[2]組成。對應的手性參量是光學手性的消光散射，以及體積和界面上的手性轉換。這就得到了守恒定律
積分是在散射體的外表面?Ω和體積Θ以及表面?Θ上進行的。
這些參量在JCMsuite中命名，如下表所示。更多細節可以在這里找到。
作為案例展示，我們計算散射體的手性響應如下圖所示：
它的直徑是一個波長的量級，它的介電常數固定為ε=4.5。在下面，我們將改變散射體的磁導率μ，并觀察預測的對偶對稱性[3]對于恒定比率ε/μ的散射體及其環境。周圍的材料是ε=μ=1的空氣。
由于散射體是無損的和各向同性的，在它的體積內將沒有轉換。請參考四分之一波片的案例，以獲得更多關于體積轉換的信息。
在這里，所需的參量被計算為如上所述的電磁手性通量的通量積分。如下圖所示，對于接近對偶對稱的材料，轉換趨向于零。
在固定介電常數ε=4.5下，散射體的磁導率μ的變化。
該散射體是對偶的ε/μ=1，產生零手性轉換。
在JCMsuite中，所有手性密度都是相似的。例如，我們在下面的圖中展示了增強的近場光學手性密度的電子部分。這是一個后處理過程，即ExportFields：輸出參量電手性密度。
具有ε/μ=1的雙散射體的光手性密度X的近場增強
參考文獻
[1] Philipp Gutsche, Lisa V. Poulikakos, Martin Hammerschmidt, Sven Burger, and Frank Schmidt. Time-harmonic optical chirality in inhomogeneous space.
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Ansys Zemax | 如何模擬雙折射偏振器件
計算消光比
在本節使用的示例文件中我們可以看到，第二塊晶體的非尋常折射率使光線在晶體與晶體的交界面發生了偏折。在第一塊晶體中，光軸方向與局部Z軸一致，因此不同偏振態光線的折射率相同。需要注意的是，在雙折射介質中S偏振所在的平面與晶軸垂直，P偏振所在平面與晶軸平行。因此當光線沿晶軸方向入射時，兩偏振態的光無法區分。在第二塊晶體中，晶軸方向與局部X軸重合，S偏振態仍然與晶軸方向垂直，P偏振態與晶軸平行。此時兩種偏振態的光可以被區分開來，因此Y方向上的偏振光在晶體與晶體的交界面上會產生偏折。
在本例中，結構1和3（均追跡晶體2中的尋常光線）的光線不發生偏折，而結構2和4的光線發生雙折射偏折。
假設我們需要計算偏振光的消光比。如果通過實驗的方法進行測量，我們需要使用Y方向偏振的光入射偏振器并測量透過的光強，再計算X方向的偏振光透過的光強并計算兩者之比。實際上這也是OpticStudio計算消光比的方式。唯一復雜的點在于透過的光強為兩個結構的相干疊加。因此我們需要先計算場振幅的疊加再計算光強。最簡便的方法是使用ZPL宏來完成這一計算過程。
以下是我們需要用到的宏語言關鍵詞（完整的語法請參考用戶手冊）
POLDEFINE Ex, Ey, PhaX, PhaY：用來定義光線的起始偏振態
POLTRACE Hx, Hy, Px, Py, wavelength, vec, surf：用來對特定的光線在特定的表面上執行偏振光線追跡，并將追跡結果保存在參數vec定義的數組中。
展開 Ansys Zemax | 如何模擬雙折射偏振器件
計算消光比
在本節使用的示例文件中我們可以看到，第二塊晶體的非尋常折射率使光線在晶體與晶體的交界面發生了偏折。在第一塊晶體中，光軸方向與局部Z軸一致，因此不同偏振態光線的折射率相同。需要注意的是，在雙折射介質中S偏振所在的平面與晶軸垂直，P偏振所在平面與晶軸平行。因此當光線沿晶軸方向入射時，兩偏振態的光無法區分。在第二塊晶體中，晶軸方向與局部X軸重合，S偏振態仍然與晶軸方向垂直，P偏振態與晶軸平行。此時兩種偏振態的光可以被區分開來，因此Y方向上的偏振光在晶體與晶體的交界面上會產生偏折。
在本例中，結構1和3（均追跡晶體2中的尋常光線）的光線不發生偏折，而結構2和4的光線發生雙折射偏折。
假設我們需要計算偏振光的消光比。如果通過實驗的方法進行測量，我們需要使用Y方向偏振的光入射偏振器并測量透過的光強，再計算X方向的偏振光透過的光強并計算兩者之比。實際上這也是OpticStudio計算消光比的方式。唯一復雜的點在于透過的光強為兩個結構的相干疊加。因此我們需要先計算場振幅的疊加再計算光強。最簡便的方法是使用ZPL宏來完成這一計算過程。
以下是我們需要用到的宏語言關鍵詞（完整的語法請參考用戶手冊）
POLDEFINE Ex, Ey, PhaX, PhaY：用來定義光線的起始偏振態
POLTRACE Hx, Hy, Px, Py, wavelength, vec, surf：用來對特定的光線在特定的表面上執行偏振光線追跡，并將追跡結果保存在參數vec定義的數組中。
展開 Lumerical案例 | 近紅外鈣鈦礦發光二極管光提取效率優化
該策略基于以下物理機制：通過精確調控各功能層的厚度，優化器件內部的光學干涉效應，抑制波導模式和基底模式的形成；同時，通過降低活性層的消光系數（虛部折射率），減少光子在活性層內的吸收損耗，使更多光子能夠參與出射過程。
具體而言，研究聚焦于α-FAPbI?鈣鈦礦材料作為發光層（EML），在803nm近紅外波長處開展優化。首先通過有限差分時域（FDTD）方法仿真不同層厚度下的光場分布和光提取效率，確定各層的最佳厚度范圍。然后針對活性層的消光系數進行參數掃描，分析其對吸收損耗和光提取的影響規律。
2.2FDTD仿真方法與結構設計
研究采用3D時域有限差分（FDTD）電磁仿真技術（Ansys Lumerical FDTD模擬套件）作為主要研究工具，該方法能夠精確求解麥克斯韋方程組，捕捉亞波長尺度的電磁場分布，特別適合處理多層薄膜結構中的光干涉和外耦合效率。仿真結構如圖1所示，包含六層材料：金（Au）陽極/三氧化鉬（MoO?）緩沖層/氧化鋅（ZnO）電子傳輸層/甲脒碘基鈣鈦礦（FAPbI?）發光層/TFB空穴傳輸層/氧化銦錫（ITO）陰極。
圖1結構及材料示意圖
在仿真過程中，研究團隊采用了完美匹配層（PML）邊界條件和周期性邊界條件（PBC），以提高計算效率和準確性。通過掃描周期性模擬區域的面積，結果如圖2所示，故確定1μm×1μm為最佳模擬區域尺寸，此時光提取效率達到22.38%。同時，針對α-FAPbI?材料的消光系數進行系統研究，發現當消光系數從0.09降低至0.004時，光提取效率可從10%提升至22.38%，證實了降低吸收損耗的有效性。
圖2周期性邊界條件與LEE的關系
從仿真到實驗的突破
3.1層厚度優化的關鍵作用
通過系統的層厚度掃描，研究團隊獲得了各功能層的最佳厚度參數（表1）。
展開 格蘭泰勒棱鏡透射光強曲線優化處理
格蘭泰勒棱鏡是由兩片雙折射晶體制成的偏光器件，可用于輸出高消光比的線偏振光，當非偏振光入射時，可在透射端得到一束高消光比的線偏振光，為非常光。格蘭泰勒棱鏡由兩塊光軸平行于入射面的同種負單軸雙折射晶體（方解石或α-BBO）直角棱鏡配合而成。本文通過ZEMAX仿真格蘭泰勒棱鏡在不同旋轉角度下的透射光強的分布情況。
格蘭泰勒棱鏡圖
設計要求：使用雙折射晶體α-BBO，波長550nm，實現格蘭泰勒棱鏡旋轉0~360°的情況下的透射強度分析，并畫出相應的變化曲線。
設計步驟：
1、系統參數的設定
孔徑類型選擇入曈直徑，孔徑輸入0.1；波長直接輸入0.55，其它參數選擇默認。
建立系統結構
在鏡頭數據編輯器中輸入如下的初始結構。
查看三分布圖
通過設構建多重結構實現格蘭泰勒棱鏡的透射光強的變化。多重結構三維布局圖如下。
通過讀取格蘭泰勒棱鏡旋轉0~360°的情況下的透射強度，并畫出相應的變化曲線入下圖。
最后，有相關需求歡迎通過公眾號“320科技工作室”與我們聯絡。
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