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其中渥拉斯顿棱镜主要材料为冰洲石晶体，分束角大小由斜面切割角度决定，一般不超过20°，最小分束角可做到十几分。棱镜的最大特点是两束偏振光有较大分束角，消光比优于1×10-5，偏光性能好，结构牢固。两输出光相对入射光夹角通常稍有不同，但不影响使用。此棱镜特别适合于在高精度光学仪器和科研中做起偏分束用。
2 典型格兰型棱镜
2.1 格兰泰勒棱镜
2.1.1 格兰泰勒棱镜透射光强扰动实验
作者采用如图1所示的实验装置。实验中所用光源为650nm的激光，经起偏镜产生的线偏振光正入射到待测的格兰泰勒棱镜。格兰泰勒棱镜放置在由步进电动机带动的可以使棱镜绕光轴连续旋转的支架上,从而使得两棱镜的晶体光轴夹角可以周期性变化。出射光强由光电探测器测得后输入光信息处理系统 ,可在微机上直接显示出透射光强曲线图。
图1 实验装置
图中1为激光器，2为偏光镜，3为格兰泰勒棱镜，4为电光监测器件，5为光学信息处理器，6是自动控制系统。
激光通过起偏镜后 ,成为强度为I0 的线偏振光;然后通过待测格兰•泰勒棱镜时 ,透射光强按照马吕斯定律变化： 。式中 ,φ是待测格兰•泰勒棱镜透射光电矢量的振动方向与入射的线偏振光的振动方向之间的夹角。出射光强应为一光滑的余弦曲线。实验中发现曲线大体上是按上述规律变化的 ,但存在一定的不规则扰动。这种扰动在两棱镜晶体光轴相平行的位置附近最为明显。图2中给出了电机旋转一周过程中的透射光强实验曲线(图中横轴所标角度与两棱镜晶体光轴夹角相差π/ 2 , 纵坐标值为相对光强) 。
图2 透射光强曲线图
2.1.2 理论分析
格兰•泰勒棱镜[1]为空气隙型胶合棱镜。单色非偏振光进入棱镜的前半部分被分成 e 光和o 光 ,但没有分开 ,当到达晶体2空气界面时 ,o 光被全反射 ,e 光透过。因为研究的是透射的 e 光的行为 ,所以在图3中只标出了两条e 光 ,e1 和e2。e 光在通过空气隙时将发生多次反射 ,其中经两次反射后的出射光束 e12与直接透射光束 e21相遇形成干涉。
图3 非寻常光在空气隙层的传输和干涉
由折射定理可得: (2）
式中 ,θ是 e 光在晶体2空气界面上的入射角(当光正入射进入棱镜时 ,θ与棱镜的结构角s 相等) ,α为折射角。e 光在晶体2空气界面的透射比、反射比分别由下式给出[3 ]：
利用以上两式可以得到两束光相干偏振光强为：
式中 ,φ为两棱镜的晶体光轴夹角;λ是入射光波长; h 为泰勒棱镜空气隙厚度,且是均匀的。由于实验中反射比 R 约为 4 % , 因而上式已经忽略掉反射比的平方项。将方程右边与θ有关的部分用f (θ)表示 ,它的变化曲线如图4所示。
图4 扰动因子与入射角关系图
由图可见 , f (θ)为振荡函数 ,其振幅和频率随入射角的增大而增大 ,显然这与反射比 R 有关。暂且将 f (θ)称为扰动因子。最后出射的相干偏振光强可表示为: