引用本文
刘国鹏, 尤静林, 王建, 龚晓晔, 赵玉帆, 张庆礼, 万松明. 气动悬浮无容器激光加热技术的应用: MgTi2O5晶体及其熔体微结构的原位超高温拉曼光谱研究 [J]. 光谱学与光谱分析, 2023,43(8): 2507-2513.
LIU Guo-peng, YOU Jing-lin, WANG Jian, GONG Xiao-ye, ZHAO Yu-fan, ZHANG Qing-li, WAN Song-ming. Application of Aerodynamic Levitator Laser Heating Technique: Microstructures of MgTi2O5 Crystal and Melt by in-situ Superhigh Temperature Raman Spectroscopy [J]. Spectroscopy and Spectral Analysis, 2023,43(8): 2507-2513.
Doi:10.3964/j.issn.1000-0593(2023)08-2507-07  
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气动悬浮无容器激光加热技术的应用: MgTi2O5晶体及其熔体微结构的原位超高温拉曼光谱研究
刘国鹏1, 尤静林1,*, 王建1, 龚晓晔1, 赵玉帆1, 张庆礼2, 万松明2
1.省部共建高品质特殊钢冶金与制备国家重点实验室、 上海市钢铁冶金新技术开发应用重点实验室和上海大学材料科学与工程学院, 上海 200444
2.中国科学院安徽光学精密机械研究所, 安徽省光子器件与材料重点实验室, 安徽 合肥 230031
*通讯作者 e-mail: jlyou@163.com

作者简介: 刘国鹏, 1995年生, 上海大学材料科学与工程学院硕士研究生 e-mail: lgpedu@163.com

收稿日期: 2022-04-06 修回日期: 2022-08-01 接受日期: 2022-08-01
基金: 国家自然科学基金项目(21773152, 22003039), 科技委基础加强计划重点基础研究项目(2021-JCJQ-ZD-051-00-02), 上海市科学技术委员会项目(12520709200), 111引智项目(D17002), 省部共建高品质特殊钢冶金与制备国家重点实验室开放课题(SKLASS 2021-06, SKLASS 2020-06, SKLASS 2021-05), 科技部中央引导基金项目(YDZX20173100001316)资助
摘要

搭建气体动力学悬浮无容器激光加热装置耦合皮秒级时间门控拉曼光谱仪, 突破常规加热法的温度与坩埚材料的限制的同时, 依靠皮秒级脉冲激光极短的测量周期大幅度屏蔽高温极端条件下黑体辐射对拉曼信号的干扰。 并利用该平台首次原位测定了高熔点MgTi2O5超高温下(1 903、 1 953和2 003 K)的高信噪比熔体拉曼光谱。 并通过耦合三代增强型电荷耦合探测器(ICCD)与纳秒级脉冲激光实现测定MgTi2O5晶体样品室温(RT)到1 673 K的完整温度范围的原位拉曼光谱。 在RT升至1 953 K的升温过程中晶体的拉曼光谱出现展宽和红移现象, 相对强度降低, 当温度升高到熔体(2 003 K)成为单一宽泛的包络线, 表明此时晶体的长程有序的结构已经被破坏, 体系内微结构发生本质改变。 运用密度泛函理论(DFT)计算其常温拉曼光谱, 比照实验光谱, 对主要振动模式进行了归属分析, 拉曼光谱位移低于350 cm-1的低波数区的振动主要归属于晶体的晶格振动, 中波数区域485 cm-1的振动峰为Ti—O—Ti弯曲振动, 主要特征峰648 cm-1处为TiO6八面体内O—Ti伸缩振动; 787 cm-1处为TiO6八面体内O—Ti—O的弯曲振动。 对熔体结构运用量子化学从头计算法, 模拟了系列团簇模型的拉曼光谱, 获得了特征振动模式的波数和散射截面, 实验拉曼光谱采用散射截面校正后, 解谱并定量分析了熔体中团簇结构的分布。 定量分析显示, MgTi2O5晶体熔化后, 存在TiO4四面体构型(不同构型的Qi相对摩尔分数分别为54.6% Q0、 20.1% Q1、 5.0% Q2、 4.8% Q3, Qi为不同桥氧数 i的钛氧四面体)和TiO6八面体构型( H0的相对摩尔分数为14.8%, H0为孤立的六配位钛氧八面体)。 Ti4+主要以孤立四面体结构 Q0、 二聚体结构 Q1四配位形式存在, 少部分以孤立的钛氧八面体 H0六配位的形式存在。 结果表明: MgTi2O5熔体成分中占较大比例的孤立结构, 破坏了体系网络连接性, 抑制了玻璃形成能力, 因此该高温熔体不具备形成玻璃的条件。 在升温过程中MgTi2O5晶体的拉曼光谱显示无相变发生; 熔融过程中, 晶体微结构中的Ti—O多面体结构由单一TiO6型转变为TiO4与TiO6型共存。

关键词: MgTi2O5晶体; 超高温原位拉曼光谱; 熔体结构; 密度泛函理论; 量子化学从头计算
中图分类号:O657.37 文献标志码:A
Application of Aerodynamic Levitator Laser Heating Technique: Microstructures of MgTi2O5 Crystal and Melt by in-situ Superhigh Temperature Raman Spectroscopy
LIU Guo-peng1, YOU Jing-lin1,*, WANG Jian1, GONG Xiao-ye1, ZHAO Yu-fan1, ZHANG Qing-li2, WAN Song-ming2
1. State Key Laboratory of Advanced Special Steel & Shanghai Key Laboratory of Advanced Ferrometallurgy & School of Materials Science and Engineering, Shanghai University, Shanghai 200444, China
2. Anhui Provinical Key Laboratory of Photonic Devices and Materials, Anhui Institute of Optics and Fine Mechanics, Chinese Academy of Sciences, Hefei 230031, China
*Corresponding author
Abstract

The aerodynamic levitator laser (ADL) heating device coupled with picosecond time-gate Raman spectrometer was built. It breaks through the limitation of temperature and crucible material of conventional heating method. It greatly shields the interference of blackbody radiation on Raman signal under high temperature and extreme conditions by relying on the extremely short measurement cycle of picosecond pulsed laser. In-situ Raman spectra of MgTi2O5 melt with high melting points at superhigh temperatures (1 903, 1 953, 2 003 K) were measured for the first time. In-situ temperature-dependent Raman spectra of MgTi2O5 crystal before melting (1 673 K) were measured by coupling the third-generation intensified charge-coupled device (ICCD) detector and nanosecond pulsed laser. Raman spectra of the crystal broaden and redshift with increasing temperature from room temperature (RT) to 1 953 K, and the relative intensity decreases. A single broad envelop was observed when the temperature was increased to the melt (2 003 K). Indicating that the long-range ordered structure of the crystal has been destroyed and the microstructures in the system have changed essentially. The Raman spectrum of MgTi2O5 crystal at RT was calculated by density functional theory (DFT), and major vibration modes were thus assigned by comparing the calculated spectrum with the experimental one. The vibration peaks in the low wavenumber region (<350 cm-1) can be mainly attributed to the external lattice vibration modes. The peak at 485 cm-1 in the medium wavenumber region corresponds to Ti—O—Ti bending vibration, and the main characteristic peak at 648 and 787 cm-1 stand for O—Ti stretching vibration and O—Ti—O bending vibration in the TiO6 octahedron, respectively. A series of cluster models assumed in melt were constructed and simulated by the quantum chemistry ab initio calculation method. The characteristic Raman active vibration wavenumbers and their scattering cross section were obtained. After the experimental Raman spectra of melt were corrected by scattering cross section, the deconvolution of the molten Raman spectra was carried out, and the concentration distribution of various species was thus described quantitatively. Results show that there are TiO4 tetrahedral clusters (The relative mole fractions of respective species Qi in different configurations are 54.6% Q0, 20.1% Q1, 5.0% Q2 and 4.8% Q3, and Qi is the titanium oxide tetrahedron with different bridge oxygen number i) and TiO6 octahedral clusters (Hexacoordinated titanium oxide octahedron, whose relative mole fraction is 14.8% H0) in MgTi2O5 melt. Ti4+ mainly exists in isolated tetrahedral structure Q0 and dimer structure Q1, and a small part exists in the form of isolated titanium oxide octahedral H0. The isolated structure accounts for most of the composition of MgTi2O5 melt, which destroys the system's network connectivity and inhibits the glass forming ability. No solid-solid phase transitions were observed for MgTi2O5 crystal with the increasing temperature before melting. Above the melting point, the Ti—O polyhedron in the crystal changes from a single TiO6 species to the coexistence of both TiO4 and TiO6 species.

Keyword: MgTi2O5 crystal; In situ high temperature Raman spectroscopy; Melt micro-structure; Density functional theory; Quantum chemistry ab initio calculations
引言

钛酸镁系陶瓷材料具有较高的热稳定性、 低的介电常数和介电损耗, 其价格低廉且原料来源丰富, 引起了研究学者的广泛关注[1]。 常温下 MgO— TiO2 二元体系中存在三种稳态镁钛酸盐: 正钛酸镁(Mg2TiO4)、 偏钛酸镁(MgTiO3)和二钛酸镁(MgTi2O5)[2]。 MgTi2O5因其具有良好的机械性能和高温稳定性、 较宽的带隙、 高折射率, 被广泛应用于机械、 半导体、 化工等领域。 目前MgTi2O5作为一种优良的耐高温陶瓷材料, 其基本性质的研究主要集中在其热力学性质[3]和各向异性热膨胀[4], Suzuki等[5]研究的多孔MgTi2O5发动机过滤材料, 在1 473 K的高温环境下仍具有良好的高温稳定性和低热膨胀性。 此外, MgTi2O5在热敏电阻、 颜料、 催化剂等领域也具有良好的研究前景。

1969年阿波罗11号飞船带回的月壤中发现了新的矿物Mg0.5Fe0.5Ti2O5, 而熔融MgTi2O5结构和热物理性质的研究对理解月球的地质演化也具有重要意义[6]。 然而, 受制于原位高温测试技术发展的局限, 一直以来对镁钛酸盐微结构及相关性质的研究主要集中于常温晶体。 1994年Grey[7]等利用X射线衍射(X-ray diffraction, XRD)表征了MgTi2O5的晶体结构, 为假板钛矿结构, 空间群为Cmcm。 同时, 观测晶体生长结晶过程和熔融状态的微观结构及其变化, 对开发更完善的晶体生长技术和提高晶体质量具有重大的科学意义。 Liermann[8]等报道了MgTi2O5定向单晶的Raman光谱, 但没有对其主要振动模式进行归属。 He[9]等运用Raman光谱和XRD对不同淬火温度(1 173~1 473 K)的MgTi2O5晶体结构进行研究, 表明晶体内部的阳离子有序度在一定范围内随样品淬火温度的升高而增大。 另一方面, 钛酸盐玻璃具有良好的电学和光学性能, 在半导体和光学仪器等领域拥有广阔的应用前景。 然而较低的玻璃形成能力(glass-forming ability, GFA)一直制约着钛酸盐玻璃的发展和应用, 揭示钛酸盐熔体结构与玻璃形成转变之间的内在联系将显著推动该材料的研究和应用发展。 Sakka等[10]运用高能XRD对碱金属二元系(R2O· 2TiO2, R=Na, K, Cs)的玻璃结构进行了研究, 结果表明, 大部分Ti4+更趋向于形成TiO4的四配位多面体结构, 小部分Ti4+以六配位的形式存在。

近年来随着相关实验技术的发展, 高温拉曼光谱技术在研究钛酸盐凝聚态等方面得到了广泛的应用。 Mysen等[11]运用拉曼光谱技术对Na2Si2O5-Na2Ti2O5体系的熔体和玻璃研究表明, Ti4+主要以四配位形式存在于该体系中, 且随着TiO2逐渐替代SiO2, 硅酸盐网络结构中二聚体结构Q1和链状结构Q2逐渐增加, 而层状结构Q3和完全聚合的网络状结构Q4逐渐减少。 本工作首次利用原位高温拉曼光谱技术[12, 13, 14, 15], 测定MgTi2O5从RT到2 003 K(理论熔点以上)高信噪比的温致升温拉曼光谱, 探究Ti— O团簇结构在升温过程中的变化规律, 并从熔体结构的角度评估钛酸盐熔体玻璃形成能力GFA。

1 实验部分
1.1 方法

目前, MgTi2O5晶体的主流制备方法是固相烧结法和湿化学合成法。 固相烧结法制备MgTi2O5晶体时, 烧结温度较高和烧结时间较长, 但同时可通过退火、 淬火和高压技术来控制结晶效果。 故本工作采用固相烧结法制备。 试剂选用国药分析纯MgO和TiO2, 按摩尔比1:2混合后在玛瑙研钵中加入酒精搅拌研磨2 h以上, 保证充分均匀混合。 然后将其移入氧化铝坩埚内, 置于马弗炉中阶梯式升温至1 273 K保温3 h , 再升温至1 673 K烧结12 h, 随后以5 K· h-1的降温速率冷却至室温制得白色的MgTi2O5晶体。

使用Bruker D8 Advance X射线衍射仪对固相反应获得的晶型样品进行常温检测。 XRD实验与标准卡片的对比结果如图1所示, 未见明显的第二相衍射峰。 对制得的MgTi2O5晶体样品进行原位高温拉曼光谱测试。

图1 固相反应所制MgTi2O5晶体样品的XRD图谱Fig.1 XRD patterns of the MgTi2O5 crystal samples obtained by solid-state reaction

如图2所示, 搭建超高温气动悬浮激光加热联合皮秒拉曼光谱(芬兰Time-gate公司)测试装置, 测得MgTi2O5晶体熔化过程中(1 903、 1 953和2 003 K)原位高温拉曼光谱, 其中激发光源为532 nm脉冲激光, 脉宽100 ps、 脉冲频率169 kHz, 平均输出功率100 mW, 加热装置为两台80 W的CO2激光器, 温度通过红外测温仪获得。 选用Horiba Jobin Y'von高分辨共焦显微拉曼光谱仪LabRAM HR Evolution测定样品室温到1 673 K的升温拉曼光谱, 待测样品粉末置于铂金坩埚中, 采用LinkamTS1500型热台, 温度传感器为S型Pt/Rh热电偶, 可控温度精度为± 1 K。 激光光源为GKD-C04C50A-20脉冲激光器, 输出波长为532 nm的可见光, 平均输出功率80 mW, 脉冲频率10 kHz, 激光通过4倍物镜聚焦于样品上, 散射光信号由ICCD收集。 为保证每个温度点的结构转变充分完成, 高温原位实验的升温速率设定为5 K· min-1, 且当温度升至设定温度时保温10 min后再对样品进行谱图采集。

图2 超高温气动悬浮激光加热皮秒拉曼光谱测试装置Fig.2 The device of superhigh temperature laser heated aerodynamic levitator for Pico Raman

1.2 理论计算

为验证实验检测的结果, 分别采用密度泛函理论(density function theory, DFT)计算和量子化学从头(quantum chemistry ab initio)计算对MgTi2O5晶体和熔体结构的拉曼光谱进行理论计算。 晶体的常温拉曼光谱采用CASTEP(cambridge sequential total energy package)程序进行模拟。 计算参数如下交换-关联函数选用广义梯度近似(generalized gradient approximation, GGA)的Perdew-Burke-Ernzerhof(PBE)函数, 赝势选择模守恒赝势(norm-conserving pseudo potentials) , 布里渊区划分采用Monkhorst-Pack法设置k点为4× 1× 1, 平面波截断能设为800 eV, SCF收敛阈值取1× 10-8 eV· atom-1, 采用非自旋极化计算, 计算精度为Fine。

基于不同 Qi[17](i表示钛氧四面体中桥氧的数目, i=0, 1, 2, 3)的钛氧四面体和桥氧数为0的钛氧八面体H0搭建了一系列团簇模型。 计算使用Gaussian 09W计算软件, 选取6-31G (d) 基组的闭壳层Restricted Hartree-Fock (RHF)计算方法对构建的团簇模型进行空间结构优化, 然后使用相同的基组和方法计算其拉曼光谱的振动波数和拉曼散射截面(Raman scattering cross section, RSCS)。 实验拉曼光谱采用散射截面校正, 并进一步定量分析各Qi及H0团簇的摩尔百分比。

2 结果与讨论
2.1 晶体结构特征

MgTi2O5为斜方晶相, 具有假板钛矿结构, 空间群为Cmcm( D2h17), 图3是MgTi2O5晶体的晶胞结构图, 一个晶胞包含6个MgTi2O5分子, 它由共边和共角的TiO6与MgO6八面体组成无限的多面体链, 其中TiO6由双桥氧延[100]方向形成双链。

图3 MgTi2O5的晶胞结构Fig.3 Unit cell of crystal MgTi2O5

其晶胞参数为: a=3.746 5 Å , b=9.749 3 Å , c=5.085 6 Å , α =90° , β =90° , γ =90° 。

2.2 晶体的拉曼光谱

如图4所示, 将MgTi2O5晶体的常温实验拉曼光谱与DFT理论计算的拉曼光谱(完全有序的理想晶体)进行对比, 可以看出二者的相对强度以及波数均吻合良好, 其中拉曼位移相差在30 cm-1以内。 基于此对主要的振动模式进行了归属并列于表1, 与文献[9]的报道基本一致。 根据CASTEP的计算与分析, 拉曼光谱位移低于350 cm-1的低波数区的振动主要归属于晶体的晶格振动, 中波数区域485 cm-1的振动峰为Ti— O— Ti弯曲振动, 主要特征峰648 cm-1处为TiO6八面体内O— Ti伸缩振动; 787 cm-1处为TiO6八面体内O— Ti— O的弯曲振动。

图4 MgTi2O5晶体实验与计算拉曼对比Fig.4 The comparison of the measured and calculated Raman spectra of MgTi2O5 crystal

表1 MgTi2O5晶体主要拉曼光谱活性振动模式归属 Table 1 The assignment of the major Raman-active vibrational modes for MgTi2O5 crystal

如图5所示为MgTi2O5晶体由RT-熔化的原位升温拉曼光谱, 波数范围为100~1 200 cm-1。 在室温升至1 953 K的升温过程中晶体的拉曼光谱出现展宽和红移现象, 相对强度降低, 这是由于温度升高晶体结构的键长变长、 键角分布展宽所致, 同时各特征峰轮廓变化较小, 表明MgTi2O5晶体在一定温度范围内具有良好的热力学稳定性。 550 cm-1以下的中、 低频区, 其相对强度受温度变化的影响较大, 但红移位移波数较小。 高频区内位于787和649 cm-1处的两个主要特征峰, 由DFT计算归属可知为TiO6八面体内的O— Ti— O弯曲振动及O— Ti伸缩振动, 在熔融前夕保留了与晶体相同的配位形式即TiO6, 随温度升高到熔体(2 003 K)成为单一宽泛的包络线, 表明此时晶体的长程有序的结构已经被破坏, 体系内微结构发生本质改变。

图5 MgTi2O5晶体的升温拉曼光谱Fig.5 Temperature dependent Raman spectra of the MgTi2O5 crystal

2.3 熔体微结构的分析

为进一步验证熔体的微观结构, 分别构建了以TiO4四面体和TiO6八面体为基本单元, 满足化学计量比的团簇模型。 MgTi2O5熔体中可能存在的结构单元如图6所示, 具体包括: (a) Ti2O8Mg4 (2Q0) ; (b) Ti6O21Mg9 (6Q1); (c) Ti6O18Mg6 (6Q2); (d) Ti12O27Mg6 (12Q3); (e) TiO6Mg4 (H0)。 使用相同的基组和方法计算其拉曼振动波数及其拉曼散射活性。

图6 钛酸盐微结构团簇基元模型图
(a): Ti2O8Mg4 (2Q0); (b): Ti6O21Mg9 (6Q1); (c): Ti6O18Mg6 (6Q2); (d): Ti12O27Mg6 (12Q3); (e): TiO6Mg4 (H0), 原子符号如图(a)Ti2O8Mg4(2Q0)所示Fig.6 Diagrams of model structure units of titanate
(a): Ti2O8Mg4 (2Q0); (b): Ti6O21Mg9 (6Q1); (c): Ti6O18Mg6 (6Q2); (d): Ti12O27Mg6 (12Q3); (e): TiO6Mg4 (H0); The elements are labelled in the diagram of (a) Ti2O8Mg4 (2Q0)

如表2所示, 构建的四配位团簇模型初级结构Qi中, 钛氧四面体TiO4非桥氧对称伸缩振动Ti— Onb所在波数随其结构类型的复杂程度增加, 主要集中于750~1 000 cm-1的高波数区域。 六配位团簇初级结构H0中, 钛氧八面体TiO6自由氧伸缩振动的谱峰位于644 cm-1。 不同构型的Qi及H0团簇具有不同的拉曼散射截面系数。 量子化学从头计算得到团簇模型的计算拉曼光谱如图7所示, 为高温原位测得的MgTi2O5熔体拉曼光谱进行定性和定量分析奠定基础。

表2 各团簇模型拉曼散射截面及其钛氧非桥氧对称伸缩振动波数位置 Table 2 Wavenumbers of the symmetric stretching vibration of Ti— Onb, RSCS by quantum chemistry ab initio calculation of cluster models probably existed in MgTi2O5

图7 6-31G (d)基组计算得到团簇模型的计算拉曼光谱
(a): Ti2O8Mg4 (2Q0) ; (b): Ti6O21Mg9 (6Q1); (c): Ti6O18Mg6 (6Q2); (d): Ti12O27Mg6 (12Q3); (e): TiO6Mg4 (H0)Fig.7 Simulated Raman spectra of 5 cluster models by quantum chemistry ab initio calculation
(a): Ti2O8Mg4 (2Q0) ; (b): Ti6O21Mg9 (6Q1); (c): Ti6O18Mg6 (6Q2); (d): Ti12O27Mg6 (12Q3); (e): TiO6Mg4 (H0)

为了在相同条件下比较实验和计算的拉曼光谱, 应考虑实验温度和激光光源波长对拉曼光谱的影响, 运用Stokes拉曼散射理论公式导出的Bose-Einstein因子[16, 17], 对实验拉曼光谱强度进行修正, 采用校正温度为2 003 K。 图8(a)为MgTi2O5熔体的拉曼光谱校正过程, 图8(b)为校正后MgTi2O5熔体拉曼光谱采用Gaussian函数的解谱结果。 Mysen和You等[11, 18]的研究通过考虑RSCS的拉曼光谱定量研究了硅酸盐玻璃和熔体中不同构型团簇Qi的分布, 因此Gaussian函数解卷积结果有必要进一步采用RSCS校正。 故,

XQi=AQi/SQiXH0=AH0/SH0

XQi(或者 XH0), AQi( AH0)分别表示各微结构单元的摩尔分数和拉曼光谱强度(及高斯拟合后各微结构单元所对应的面积)。 SQi(或者 SH0)为拉曼散射截面, 其数值不随温度变化, 仅由不同微结构单元自身及其相对应的振动模式所确定。

图8 (a)通过Bose-Einstein因子校正的实验拉曼光谱, (b) MgTi2O5熔体拉曼光谱在2 003 K的Gaussian函数解卷积结果Fig.8 (a) Calibrated Raman spectra successively by Bose-Einstein factor, (b) Deconvolution of Raman spectra by Gaussian functions for MgTi2O5 melt at 2 003 K

通过定量分析表明: 在MgTi2O5晶体熔融过程中, 晶体微结构中的Ti— O多面体由单一TiO6结构种类转变为TiO4与TiO6两种共存, 熔体中存在TiO4四面体团簇(不同构型的Qi相对摩尔分数分别为54.6%Q0、 20.1%Q1、 5.0%Q2、 4.8%Q3, Qi为不同桥氧数i的钛氧四面体)和TiO6八面体团簇(六配位的钛氧八面体, 其相对摩尔分数为14.8%H0)。 Zachariasen[19]建立的连续随机网络模型指出, 桥氧数2以上的四配位氧多面体结构(链状结构Q2层状结构Q3和完全聚合的网络状结构Q4)是形成玻璃的必要条件, MgTi2O5熔体中成分比例占多数的孤立的钛氧四面体Q0、 二聚体结构Q1及孤立的钛氧八面体H0, 破坏了体系网络连接性, 抑制了玻璃形成能力, 因此, 该高温熔体不具备形成玻璃的条件。

3 结论

基于超高温气动悬浮激光加热皮秒拉曼光谱测试装置, 联合第三代ICCD纳秒拉曼光谱探测器, 测定了MgTi2O5晶体的室温到熔化的原位高温拉曼光谱, 研究了晶体升温和熔化过程中微结构的变化。 采用密度泛函理论计算模拟了MgTi2O5晶体常温拉曼光谱并对其主要的振动模式进行了归属, 计算结果与实验相符。 随着温度升高至熔融前夕, 晶体中TiO6八面体结构未发生较大转变。 采用量子化学从头计算法模拟了MgTi2O5的熔体结构, 计算分析了其拉曼光谱。 熔融过程中, 晶体微结构中的Ti— O多面体由单一TiO6结构种类转变为TiO4与TiO6两种共存。 定量分析结果表明: MgTi2O5晶体熔化后, 存在TiO4四面体结构种类(不同构型的Qi相对摩尔分数分别为54.6%Q0、 20.1%Q1、 5.0%Q2、 4.8%Q3, Qi为不同桥氧数i的钛氧四面体)和TiO6八面体团簇(六配位钛氧八面体, 其相对摩尔分数为14.8%H0)。 Ti4+主要以孤立四面体结构Q0、 二聚体结构Q1四配位形式存在, 少部分以孤立的钛氧八面体H0六配位的形式存在, 熔体内总体缺乏网络形成子和连结性, 不具备玻璃形成能力。

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