Aufgabe - Positron Annihilation in Halle - Martin-Luther

Martin-Luther-Universität
Halle-Wittenberg
FB Physik
FortgeschrittenenPraktikum
Versuch 24: Magneto- und Elektrooptik
Magnetooptik
1) Die Größe des Magnetfeldes im Luftspalt ist in Abhängigkeit vom Strom zu bestimmen
(Teslameter mit Hall-Sonde). Wie ist die Sonde orientiert? Messen Sie das Profil des Magnetfeldes
in Feldrichtung für den maximalen Feldstrom von 2A.
2) Zeigen Sie mit Hilfe von Graufiltern, dass der unbelastete Se-Sensor eine annähernd
logarithmische Kennlinie aufweist. Linearisieren Sie damit alle weiteren Messwerte des Sensors in
den folgenden Aufgaben. Die Filterdurchlasskurven finden Sie auf der Webseite des F-Praktikums,
bzw. auch im Ordner am Messplatz. Beachten Sie die abweichende Dicke der Filter (2mm) und die
Reflexion an den Glasflächen. Bestimmen Sie den Innenwiderstand des Se-Sensors als Funktion
der Lichtstärke (5 Werte) mit Hilfe der Belastungsmethode.
3) Messen Sie mit Hilfe der Metallinterferenzfilter die spektrale Abhängigkeit der Kombination von
Lichtquelle und Se-Sensor.
4) Weisen Sie für unsere Anordnung zum Faraday-Effekt die Gültigkeit des Gesetzes von Malus
nach.
5) Für die maximale Kraftflussdichte des Magnetfeldes ist die Wellenlängenabhängigkeit der
spezifischen Faraday-Rotation (Verdet1-Konstante V) zu messen (Wellenlänge in Schritten von 50
nm im sichtbaren Bereich variieren; Magnetfeld umpolen für größeren Messeffekt). Daraus ist die
Dispersion für diese Wellenlängen nach der klassischen Theorie zu berechnen.
6) Für eine Wellenlänge Ihrer Wahl ist die Magnetfeldabhängigkeit der Faraday-Rotation α für
Blei-Borsilikatglas zu bestimmen.
Hinweise: Feldstrom maximal 2 A (Strom umpolen für doppelten Messeffekt!); Die Strahlungsintensität für 2) - 4) wird mit einem Se-Sperrschicht-Photoelement gemessen, für 5) und 6) sollte
mit dem Auge beobachtet werden (evtl. Graufilter verwenden, falls Licht zu intensiv ist). Benutzen
Sie die Metallinterferenzfilter (Vorsicht: extrem zerbrechlich!)
Elektrooptik
Die elektrooptische Kerrkonstante für eine PLZT - Keramik ist für die Wellenlänge λ = 650 nm
(HWBR: 10 nm) experimentell zu bestimmen. Stellen Sie dazu Simulations-Experimente mit
einem λ/4- und einem λ/2-Filter als doppelbrechende Modellproben voran. Erläutern Sie die
Wirkung dieser Filter.
1
Emile Verdet, franz. Physiker, 1824-1866
1
7) Bestimmen Sie dazu zunächst die Lage der optischen Achsen der Filter (Farbfilter bleibt
ebenfalls im Strahlengang). Die optischen Achsen werden relativ zur optischen Achse der KerrZelle ausgerichtet (in welchem Winkel?).
8) Zur Untersuchung der Filter wird der Polarisator in den Stellungen 0°, 30°, 45°, 60° durchstrahlt. Aufgenommen wird die Intensität als Funktion des Azimuts des Analysators von -90° bis
+90° in Schritten von 10°. Die Ergebnisse sind graphisch darzustellen (auch in Polarkoordinaten)
und zu interpretieren.
9) Die Modellfilter werden entfernt. Mit den Erkenntnissen des Modell-Versuchs ist eine geeignete Mess-Strategie zur Bestimmung der Kerrkonstanten der PLZT-Keramik (Pb0,9125La0,0875Zr0,65Ti0,3503)
zu entwickeln und anzuwenden.
10) Experimentiren Sie mit einer 3D-Brille (RealD-Verfahren). Geben Sie ein Verfahren an, um
die optischen Eigenschaften der Brille nachzuweisen.
Hinweise: d = 1,5 mm. Die Lampen sind mit 12 V zu betreiben. Die Hochspannung darf maximal
1 kV betragen (Vorsicht beim Einstellen im Dunkeln!).
11) Bestimmen Sie die optische Aktivität und die Drehrichtung von zwei β-Quarz-Präparaten. Wo
liegt die dreizählige z-Achse des Quarzes relativ zur Einstrahlrichtung (s. Bergmann-Schäfer,
Optik)? Messen Sie das spezifische Drehvermögen als Funktion der Wellenlänge im sichtbaren
Spektralbereich für beide Quarz-Präparate.
2
Literatur:
 L. Bergmann, C. Schaefer, „Experimentalphysik III - Optik“
Kontrollfragen:
 Auf welche Weise kann man polarisiertes Licht erzeugen?
 Wo beobachtet man Doppelbrechung?
 Wie funktioniert ein Nicolsches Prisma?
 Was ist die optische Achse in einem Fernrohr bzw. in einem doppelbrechenden System?
 Was ist Dichroismus?
 Wie genau funktioniert ein /4-Filter?
 Wie weist man zirkular polarisiertes Licht nach?
 Was ist der Pockels- und was der Kerr-Effekt?
 Was ist eine Lissajous-Figur?
 Wie funktioniert eine Se-Fotozelle und eine Fotodiode (-transistor)?
 Wie funktioniert eine Hall-Sonde?
 Was beschreibt das Malus-Gesetz?
 Wie funktioniert das RealD-Kinoverfahren?
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1.
Der Faraday-Effekt
1.1.
Polarisation
Wellen, bei denen die Ausbreitungsrichtung der Phase (des Schwingungszustandes) und die
Schwingungsrichtung der Teilchen (bzw. der Felder) übereinstimmen (Longitudinalwellen),
unterscheiden sich von denen, wo die Schwingungsrichtung senkrecht zur Ausbreitungsrichtung orientiert ist. Die Transversalwellen (z.B. Licht) haben also zwei Vorzugsrichtungen

im Raum. Dabei ist die Schwingungsrichtung des elektrischen Feldvektors E ein Maßstab
für den Polarisationszustand der elektromagnetischen Welle (der
H
 magnetische Feldvektor

schwingt senkrecht zur Ausbreitungsrichtung und senkrecht zu E ). Schwingt der E -Vektor nur
in einer Richtung (senkrecht zur Ausbreitungsrichtung), dann ist das Licht linear polarisiert.
Schwingt er dagegen in alle möglichen Richtungen (senkrecht zur Ausbreitungsrichtung), haben wir
unpolarisiertes Licht.
Schwingungs- und Ausbreitungsrichtung bilden eine Ebene, die Schwingungsebene. Für linear polarisiertes Licht gibt es offensichtlich nur eine Schwingungsebene. Polarisationserscheinungen als Charakteristikum transversaler Wellen ergeben sich daraus, dass sich eine
linear polarisierte Welle parallel und senkrecht zur Schwingungsebene in ihrem Eigenschaftsbild (z.B. Phasengeschwindigkeit; Absorption) anisotrop verhält.
Im Allgemeinen emittiert eine Lichtquelle Licht ohne eine bevorzugte Schwingungsebene.
Die lichtemittierenden Atome (in unserem Fall sind das Wolfram-Atome einer Wolframwendel
bei ca. 3000 K in einer mit Edelgas oder Halogengasverbindung gefüllten Überdruckzelle)
senden zwar wie eine Dipolantenne linear polarisierte Wellenzüge aus. Diese Wellenzüge
verteilen sich aber homogen in alle möglichen Schwingungsebenen, so dass in der Addition von
etwa 1023 Emittern unpolarisiertes Licht angeboten wird.

Durch Polarisationsfilter kann man erreichen, dass nur die Projektionen aller E -Vektoren
auf eine Vorzugsrichtung (Transmissionsachse) das Filter passieren kann. Das dann linear
polarisierte Licht (deutlich geringerer Intensität) entsteht also durch Wechselwirkung der
unpolarisierten Strahlung mit Materie, die sich durch eine schon erwähnte optische Anisotropie senkrecht zur Lichtausbreitungsrichtung auszeichnet.
Eine dieser anisotropen optischen Eigenschaften ist der Dichroismus. Das dichroitische Material hat eine Transmissionsachse hoher Lichtdurchlässigkeit, während die darauf und auf der
Ausbreitungsrichtung der Lichtwelle senkrecht stehende Achse das Licht vollkommen absorbiert. Dichroismus charakterisiert die (i. a. wellenlängenabhängige) Anisotropie der Extinktionskonstanten K im Lambert-Beer Gesetz
I  I 0  e K d .
In molekularer Hinsicht benötigt man dafür eine Anisotropie der chemischen Bindung, so dass
Elektronen in einer Schwingungsrichtung des elektrischen Feldes Energie aufnehmen können,
in der dazu senkrechten Orientierung aber nicht. In Polaroid-Folien sind das lang gestreckte parallel orientierte Kohlenwasserstoff-Moleküle. Sie absorbieren durch Elektronenanregung (es
entstehen Leitungsströme für "freie" Elektronen (Dotierungen) bzw. Verschiebungsströme für
gebundene Elektronen) Licht in Kettenrichtung, so dass die Transmissionsachse senkrecht zu den
Molekülketten liegt. Deren Absorptionskonstante Kparallel ist << Ksenkrecht.
Die Richtungsselektion kann neben der Umwandlung in Joulesche Wärme auch durch Reflexion erfolgen, wobei Metallketten auf Isolatorsubstraten (Glas) das Licht nur bis zu einer Tiefe
von λ/30 eindringen lassen, was eben Reflexion zur Folge hat.
4
Schräg auf eine (elektrisch isolierende) Glasoberfläche fallendes Licht wird zum Teil reflektiert,
andernteils im Glas aus der ursprünglichen Einfallsrichtung durch Brechung abgelenkt. Reflektierter und gebrochener Strahl sind zumindest unterschiedlich partiell polarisiert. Der reflektierte Strahl ist stärker s-polarisiert, der gebrochene stärker p-polarisiert. Am BrewsterEinfallswinkel tritt vollständige lineare Polarisation auf. Die Orientierungsangaben beziehen
sich auf die Einfallsebene, die von der Einfallsrichtung und dem Lot derGlasoberfläche auf
s steht für die Schwingungsrichtung des E -Vektors senkrecht
gespannt werden. Das
Kürzel

zur Einfallsebene, p für parallele Ausrichtung. Erklären lässt sich dieses Verhalten, indem man
aus den Valenzelektronen im Glas und den positiven Atomrümpfen aufgebaute Dipole betrachtet, die durch das elektrische Feld des Lichtes zu erzwungenen Schwingungen angeregt werden. In ihrer Schwingungsrichtung strahlen Dipole nicht ab, senkrecht dazu wird maximal gesendet (Richtcharakteristik des Hertzschen Dipols). Die p -Komponente ist damit in Reflexion
im "Nachteil", verschwindet sogar ganz, wenn gebrochener und reflektierter Strahl am
Brewster-Einfallswinkel senkrecht aufeinander stehen.
Die oben erwähnte Bindungsanisotropie hat neben dem Dichroismus (der bei UVAbsorptionsbanden für polarisationsoptische Anwendungen ohne Bedeutung sein kann) noch
zur Folge, dass die Ausbreitungsgeschwindigkeit des Lichtes über die richtungsabhängigen
Brechungsindizes anisotrop wird. Schwächere Bindung bedeutet größere Polarisierbarkeit,
höheren Brechungsindex und damit geringere Phasengeschwindigkeit der Lichtwelle. Anisotrope Bindungsverhältnisse finden in Kristallen ihren Ausdruck in besonderen Symmetrieeigenschaften. Symmetrieachsen von Kristallen (Kalkspat) sind auch optisch wirksame Achsen,
indem sie im Zusammenhang mit der Einstrahlungsrichtung des Lichts Ursache für Doppelbrechung sein können. Aus einem Strahl werden zwei Strahlen mit unterschiedlicher Ausbreitungsgeschwindigkeit. In der folgenden Skizze wird ein Lichtstrahl längs einer optischen Achse (Kristallsymmetrieachse) eingestrahlt.
Beide E┴ - Komponenten finden gleiche Polarisationsverhältnisse vor. In dieser Einstrahlrichtung ist der Kristall isotrop. Ein Strahl in Richtung der optischen Achse ist ein sog. "ordentlicher" Strahl, für ihn gilt die Brechzahl n0.
Anders sind die Verhältnisse bei folgenden Orientierungen:
Das sind weitere Spezialfälle, wo die optische Achse eine besondere Lage zur Kristalloberfläche
hat. Man kann Kristalle auch so anschneiden, dass die optische Achse unter einem beliebigen
5
Winkel auf die Oberfläche trifft. Die Bindungskräfte in Richtung bzw. senkrecht zur optischen
Achse sind verschieden. Wären sie gleich, gäbe es keine optische Achse; wir hätten in diesem Fall isotrope Verhältnisse im Material. Ein Beispiel für letzteres ist das kubische Kristallgitter von Steinsalz (NaCl), das wir im Versuch Röntgenbeugung verwenden. Eine optische Achse haben hexagonale, tetragonale und trigonale Kristallgitter. Die drei restlichen Kristallsysteme geringerer Symmetrie haben sogar zwei optische Achsen.
Wenn die Elektronen im Kristall in Richtung von E┴ leichter beweglich sind als für E║ (es könnte
auch umgekehrt sein, das ist vom jeweiligen Material abhängig) , dann müssen wir zwischen den
Brechungsindizes no und nao (E║) unterscheiden, "ao" steht für außerordentlicher Strahl. In unserem
Fall ist no > nao ("negativ" doppelbrechend).
Wir ändern jetzt die Strahlgeometrie und stellen die optische Achse mit dem Winkel  schräg
zum einfallenden Strahl. Der s-polarisierte Strahl (senkrecht zur optischen Achse bzw. zur

'
Einfallsebene orientierter E -Vektor) ändert sich nicht, während nao  f ( ) wird. Für  = 0 ist
'
'
nao
 n0 , für  = 90° ist nao
 nao . Bei letzterem ist der außerordentliche Strahl p-polarisiert. Zwischen dem immer senkrecht zur optischen Achse stehenden Feldvektor des ordentlichen Strahls
und dem außerordentlichen Strahl kann man durch Dickenvariation d ganz bestimmte Gangunterschiede zwischen beiden Strahlen einstellen:
  n0  nao 
 
;
4 2
Überlagern wir für den Gangunterschied λ/4 die beiden Strahlen, so entsteht aus den beiden aufeinander senkrecht stehenden Feldvektoren der linear polarisierten Wellen zirkular polarisiertes
Licht.
Dabei addieren sich einfach die Intensitäten beider Poiarisationsrichtungen, es kommt bei senkrecht zueinander polarisierten Wellen zu keiner Interferenz (verschiedene Schwingungsebenen; bei unserer Lichtquelle besteht auch keine Kohärenz zwischen den beiden Strahlen). Blickt

man in obiger Skizze (links) in den Strahl, dann dreht sich das E -Feld im Uhrzeigersinn
(rechts zirkulares Licht). Durch Änderung des Gangunterschiedes (aus der "vorauseilenden"

Welle wird eine nachfolgende; Skizze rechts) wird das E -Feld links zirkulär.
6
1.2. Optische Aktivität
Optische Aktivität zeigt ein Material, wenn es linear polarisiertes Licht in seiner Schwingungsrichtung dreht. Rechtsdrehend ist das Material, wenn wieder gegen den Strahl geblickt der Uhrzeigersinn die Drehrichtung angibt. Ein optisches aktives Material hellt das Gesichtsfeld zwischen zwei gekreuzten Polarisatoren auf. Durch Nachstellen des Analysators kann man den
Drehwinkel der Rotation einfach messen. Es gilt für den Drehwinkel
  0  d
(d: durchstrahlte Schichtdicke; a0: spezifisches Drehvermögen). Die spezifische Rotation ist
wellenlängenabhängig (Rotationsdispersion). Was würde also bei weißem Licht passieren?
Zur phänomenologischen Beschreibung zerlegt Fresnel das linear polarisierte Licht in zwei
zirkulär polarisierte Anteile mit unterschiedlichem Rotationssinn (Skizze).
Wenn die beiden zirkularen Komponenten mit gleicher Geschwindigkeit (gleiche Brechzahlen:

nl  nr ) rotieren, verändert der E -Vektor der linear polarisierten Welle seine Lage nicht. Tritt
aber Zirkulardichroismus auf ( nl  nr ), dann wird

d
(n  n )   0  d 
0 l r
 > 0 bedeutet nl  nr bzw. cl  cr . Die größere Geschwindigkeit der rechtszirkularen Welle bewirkt die Rechtsdrehung. Die verschiedenen Geschwindigkeiten der Rotation sind mit einer
schraubenartigen Atomanordnung in optisch aktiven Kristallen verbunden (z.B. im Quarz).
Der spiegelbildliche Drehsinn in Links- und Rechtsschraubenanordnung ergibt zwei Drehrichtungen.
1.3. Der Faraday - Effekt

Mit Hilfe einer magnetischen Kraftflussdichte B kann man optisch isotropes Material anisotrop
machen. Es tritt der oben beschriebene Zirkulardichroismus auf. Die Faraday-Drehung im linear
polarisierten Licht ist:

 V Bd

Dabei ist das Magnetfeld in Strahlrichtung orientiert. Die Dicke d ist die in B (im Luftspalt) liegende durchstrahlte Materialstärke. Die Verdetsche Konstante V zeigt ebenfalls Rotationsdispersion:
V
e
dn

2mc0 d
Die Dispersion ist unbeeinflusst vom Magnetfeld. Der Faradayeffekt kann zur Lichtmodulation
und für den Bau optischer Schalter bzw. für Lichtfallen angewendet werden.
7
2. Elektrooptik
Stoffe im äußeren elektrischen Feld werden polarisiert. Ihre Bausteine (Atomrümpfe, Valenzelektronen; Ionen  man beachte die verschiedenen chemischen Bindungsarten) werden
aus ihrer energetisch günstigsten Lage (Minimum der freien Energie), der Gleichgewichtslage,
verschoben. Aufgrund ihrer Struktur verhalten sich die Atome im äußeren elektrischen Feld wie
elektrische Dipole (Dipolinfluenz).
Für hochfrequente elektrische Felder (sichtbares Licht) reagieren nur die Valenzelektronen
durch Lageänderung ∆l im Festkörper (Elektronenpolarisation). Die influenzierten Dipole mit

der Ladungstrennung QP  l (Dipolmomente) beschreiben die Polarisation P (Dipoldichte):
 Q l 

eP ist von (-) nach (+) gerichtet
P  P eP
V


Die "Antwort" P auf das externe elektrische Feld E beschreibt die Relation


P  0  E .


Wenn    ( E ) ist, verhält sich der Stoff "linear". Für große Feldstärken E wird
   ( E )  1   2 E   3 E  ...
Daraus folgt für die Polarisation:
P   0 (  ( E )  1   2 E   3 E  ...)  P1  P2  P3  ...
mit den nichtlinearen Beiträgen Pi (i > l) zur Polarisation. Die nichtlinearen Effekte entstehen

durch Veränderungen im Material, verursacht durch sehr hohe Feldstärken E (z.B. Laserstrahlung). Die nichtlinearen Effekte höherer Ordnungen (2. Ordnung der Polarisation:  2  0 )
bewirken Veränderungen im Eigenschaftsbild von Material und Strahlung. Nehmen wir eine
ortsinvariante Feldstärke E  E0 cos t . (Bei nichtlinearen Effekten keine komplexe Schreibweise anwendbar!). Die elektrische Polarisation ist dann:
P


3
E02  ( 1   3 E02 ) E0 cos t  2 E02 cos 2t  3 E03 cos 3t  ...
2
4
2
4
2
2
Man beachte: cos  
1  cos 2
2
; cos3  
3cos   cos 3
4
Nichtlineare Effekte verursachen ein Abweichen von der linearen Maxwellschen Elektrodynamik: Zusätzliche Polarisationen; höhere Harmonische als Polarisationswellen gegenüber der
Grundschwingung der Anregungswelle.
2.1. Pockels-Effekt und Kerr-Effekt
In der Optik gehen wir wieder von der dielektrischen Suszeptibilität bzw. von der relativen
DK r zur Brechzahl n über. Für nichtabsorbierende unpolare Stoffe ist n   r . Ein für

Nichtlinearitäten genügend großes elektrisches Gleichfeld E , das auf ein "günstiges" Material
einwirkt, kann dessen ordentliche Brechzahl no um ∆n nach oben bzw. unten ändern. Für den
Term 2. Ordnung der Polarisation entstehen in einem bereits doppelbrechenden Material wei
tere optische Achsen. Die Brechzahländerung ∆n ist proportional zu E (Pockels-Effekt). Die

Anordnung ist wie folgt. In Strahlrichtung wird ein Feld E angelegt, das die optische Achse
ebenfalls in diese Richtung dreht. In der zum Lichtstrahl senkrechten Ebene entstehen im
rechten Winkel zueinander zwei Richtungen mit unterschiedlichen Brechungsindizes
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(schnelle und langsame Richtungen), deren Polarisationsrichtungen senkrecht aufeinander
stehen. Ein geeignet linear polarisierter Eingangsstrahl (45°) wird damit zweistrahlig und
phasendifferent. Die Teilstrahlen haben nach Kristalldurchlauf eine Phasendifferenz von
2 Rn03 E

l 0

1 ist die Dicke der Durchstrahlrichtung, zu der E parallel liegt, R ist die lineare optische
Konstante (Pockels-Konstante). Da no um +/- n verändert wird, ist

4
0
n  l
E
Für  =  (Gangunterschied λ/2) gibt man eine Halbwellenspannung U HW   l  an:
  HW
U HW 
0
2 Rn03
Anwendungen der Pockels-Zelle: Wandlung von veränderlichen Signalspannungen in veränderte Lichtintensität (Amplitudenmodulation bzw. Lichtzerhacker).
Der Pockels-Effekt tritt in Materialien auf, die keine Inversionssymmetrie haben (Was ist das?).
Diese Stoffe sind auch alle piezoelektrisch. Isotrope Stoffe (u.a. Gläser, Keramiken, Flüssigkeiten (bspw. Nitrobenzol) zeigen keine Effekte 2. Ordnung der Polarisation, da sie keine (drehbaren) optischen Achsen anbieten können.
Der Kerr-Effekt ist deshalb ein nichtlinearer Effekt 3. Ordnung der Polarisation. Das elektrische Feld wird in einer Kerr-Zelle senkrecht zur Lichtausbreitungsrichtung (Lichtweglänge: ,
nicht Wellenlänge!) über eine Dicke d angelegt. Dadurch entsteht eine optische Achse in Feldrichtung (Molekülpolarisation). Durch diese doppelbrechende Achse ergibt sich Brechungsanisotropie (no und nao) mit der Brechzahldifferenz
  nao  no  K  E 2
K ist die Kerr-Konstante des Materials. Die Phasenverschiebung beider senkrecht zueinander
polarisierter Strahlen ist nach Durchlaufen der Kerrzelle mit den angegebenen Abmessungen:
2 K  U 2

d2
Die Halbwellenspannung ( = ) ist damit
U HW 
d
2K 
Der außerordentliche Strahl ist in Richtung der optischen Achse (x) polarisiert, die durch die
Richtung des äußeren Gleichfeldes vorgegeben ist. Der "ordentliche" Feldvektor schwingt
senkrecht dazu in (y-Richtung). Um die Aufspaltung amplitudenkonform zu realisieren, bieten
wir linear polarisiertes Licht an, dessen Feldvektor Elp um 45° gegen das äußere Feld gedreht
9
ist. Für Elp schwingen Ex und Ey in Phase. Wir nehmen ebene Wellenfronten an:
Ex  Exmax ei (t  kz  x )  Exmax ei (t  kz )
E y  E ymax e
i ( t  kz  y )
 E ymax ei (t  kz )
Durch die Nullphasenwinkel werden die Amplituden als Vektoren beschrieben. Für unser linear
polarisiertes Licht ist die Phasendifferenz    y   x  0 . Die Orientierung . des Polarisationsvektors folgt aus

E ymax
Exmax .
Dieses Schwingungsverhalten zweier senkrecht zueinander orientierter Schwingungen ist ein
Sonderfall der auch als Lissajous-Figuren bekannten Resultierenden. Bei verschiedenen
Amplituden (ordentlicher und außerordentlicher Strahl unterscheiden sich diesbezüglich) und

einer Phasendifferenz  zwischen beiden umrundet die Spitze des E -Vektors eine Ellipse (bei
ortsfester Betrachtung der Schwingungen, d.h. z.B. z = 0).
Lage und Form der Ellipse (Elliptizität) hängen von dem Amplitudenverhältnis zwischen ordentlichen und außerordentlichen Strahl und deren Phasendifferenz ab:
tan 2  tan 2  cos 
sin 2  sin 2  sin 
cos 2  sin 2  cos 2
Die PLZT-Keramik besteht aus Lanthan dotiertem Blei-Zirkonat-Titanat (Pb(La) ZrxTi1-xO3). Stöchiometrie-Abweichungen führen zu großen Unterschieden in der Halbwellenspannung. Sie
muss deshalb für jede Zusammensetzung bestimmt werden. Hauptanwendungsgebiete der KerrZellen sind ebenfalls Lichtmodulation, -schalter, -sperren und Güteschalter.
Im Experiment können wir anstelle der doppelbrechenden Keramik zunächst mit einem λ/4Filter (optisch einachsige Polaroid-Folie) experimentieren, bei dem die Phasendifferenz zwischen
o. und ao. Strahl /2 beträgt. Die PLZT - Keramik kann im Strahlengang bleiben, wenn kein
elektrisches Feld angelegt wird. Diese Testversuche sind nützlich für das Verständnis bei der
Bestimmung der spannungsabhängigen Phasenverschiebungen in der Kerr-Zelle.
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