金属玻璃中的b-弛豫作为其主要动力学行为之一，深刻影响着材料的力学性能、结构稳定性及玻璃转变过程。尽管该现象已被发现数十年，但由于缺乏直接的实验证据，其微观结构起源及物理机制始终是困扰学界的一大难题。
为解决这一挑战，福耀科技大学新材料与新能源学院蒋建中教授团队联合浙江大学王晓东副教授团队与国家同步辐射研究中心包志文博士，在国际期刊《Advanced Science》上发表了题为“Atomic-Level Structural Characteristics of b-Relaxation in Metallic Glasses”的研究论文。福耀科技大学蒋建中教授、浙江大学王晓东副教授及国家同步辐射研究中心包志文博士为论文共同通讯作者。
研究团队创新性地采用原位同步辐射X射线衍射（HEXRD）、X射线吸收精细结构（XAFS） 与第一性原理分子动力学模拟（AIMD） 相结合的多尺度研究方法，首次在原子尺度上成功捕捉到b-弛豫过程中的动态结构信号，并揭示了其与局部原子堆垛和化学环境的内在关联（图1-3）。本研究选取具有显著b-弛豫行为的Pd₄₀Cu₄₀P₂₀金属玻璃作为模型体系。通过精密的热力学（DSC）与动力学（DMA）分析，并结合原位高温 HEXRD 实验和XAFS实验，研究团队发现，当温度升至b-弛豫激活温区（约425 K）时，结构因子S(q)和对分布函数G(r)的主峰位置、体系的体积与密度、以及最近邻配位数均出现同步的、非线性的“拐点”。这一系列发现首次为b-弛豫提供了直接的、与热-动力学响应相对应的原位结构实验证据。为了深入揭示其微观机制，团队进一步通过分子动力学模拟，系统比较了具有显著与不显著b-弛豫行为的多种金属玻璃体系（图4-5）。研究发现，b-弛豫的本质与体系中存在的 “快速运动原子” 密切相关。这些原子通常具有更多的自由体积、更低的配位数以及更长的平均键长，并且其周围倾向于形成特定的Voronoi多面体，如三帽三棱柱型（tricapped trigonal prism）的á0, 3, 6, 0ñ。
研究的一个关键突破在于揭示了局部化学环境的决定性作用。在Pd40Cu40P20中，P原子更倾向于与Pd键合，这使得Cu原子周围的化学束缚较弱，形成了更松散、更易动的局部结构。相比之下，在b-弛豫不显著的Pd40Ni40P20中，更强的Ni-P键显著限制了原子运动。这表明，特定的化学键合与原子堆垛共同构成了b-弛豫发生的结构基础。此外，团队通过精巧的循环加热与退火实验，从结构角度证实了b-弛豫具有不可逆与可逆的双重特性：加热至b-弛豫温区以上会因不可逆的自由体积湮灭而消除其结构信号；而通过高温“再激活”处理，又可部分恢复其弛豫行为。这为理解b-弛豫的本质及其调控提供了新的视角。
该项研究首次通过原位实验方法建立了b-弛豫与原子级结构演化的直接关联，将对该现象的理解从宏观性能与动力学层面，深刻推进至微观原子结构层面，为通过理性设计局部化学环境和原子堆垛来调控金属玻璃的弛豫行为与力学性能奠定了坚实的理论与实验基础。
相关重要研究成果以题为《Atomic-Level Structural Characteristics of b-Relaxation in Metallic Glasses》发表在国际期刊《Advanced Science》上，online：https://doi.org/10.1002/advs.202518424。该期刊是Wiley出版社旗下涵盖材料科学、物理、化学、生命科学和工程学等多学科的权威高水平期刊，以其前沿性和影响力著称。
图1. Pd40Cu40P20金属玻璃的DMA/DSC图谱及其相关b-弛豫的分析，同时展示了在不同n值下体积、密度、径向分布函数和配位数的热演化行为。(a) 过去25年来研究玻璃材料中b-弛豫的主要方法（浅蓝色区域），以及本工作提出的基于同步辐射的结构表征方法（米色区域）。DMA：动态力学分析；DSC：差示扫描量热法；MD：分子动力学模拟。(b) DMA损耗模量与DSC热流的温度依赖性关系。(c) 通过高能X射线衍射在10 K/min升温速率下测得的静态结构因子S(q)和(d) 对分布函数G(r)。(e) 升温过程中S(q)的主峰位置q1与G(r)的相应主峰位置r1的温度依赖性变化。(f) 在n分别等于3、2.5和2.31时，归一化体积随温度升高的演化情况。(g) 基于体积和样品室温密度计算得出的不同温度下的对应密度值。(h) 从HEXRD实验中提取的在425 K时，n分别为3、2.5和2.31的径向分布函数，显示出良好的重叠性。(i) 通过对径向分布函数的第一个峰进行积分得到的最近邻配位数的温度依赖性变化。
图2. Pd和Cu的K边原位高温XAFS谱峰演化。(a) Pd的K边XAFS谱（未经相移校正的R空间谱图）。(b-d) 从Pd的K边R空间谱图导出的第一峰位置r1、第二峰位置r2和第三峰位置r3的温度依赖性演化。(e) Cu的K边XAFS谱（未经相移校正的R空间谱图）。(f-h) 从Cu的K边R空间谱图导出的第一峰位置r1、第二峰位置r2和第三峰位置r3的温度依赖性演化。图中红色虚线为辅助视觉引导线。
图3. 循环加热过程中的结构演化。通过HEXRD测得的S(q)主峰位置q1、肩峰位置q1s以及G(r)主峰位置r1的温度依赖性：(a)-(c) 单向连续加热至523 K；(d)-(f) 热循环过程：样品首先从308 K加热至393 K，冷却至308 K，随后重新加热至523 K；(g)-(i) 类似的热循环过程，但首次加热停止于473 K。所有步骤的升温和冷却速率均为10 K/min。
图4. 原子扩散能力与静态结构的第一性原理计算。(a)-(e) 自扩散系数与损耗模量之间的关系。误差棒表示MSD曲线拟合斜率的标准误差。(f)-(j) 自由体积分布的拟合峰位。误差棒表示Gumbel拟合中峰位的标准误差。(k)-(o) 在各自b-弛豫温度下，以最小原子为中心的主要Voronoi多面体占比情况（快原子áμ2ñ > 0.5 Å2，慢原子áμ2ñ < 0.1 Å2），研究对象包括La50Al15Ni35、Pd40Cu40P20、Fe86Zr8B6、La50Al15Cu35和Pd40Ni40P20金属玻璃。
图5. Pd40Cu40P20与Pd40Ni40P20金属玻璃静态结构对比及Pd40Cu40P20循环加热过程中DMA谱演变。(a) 450 K时以Cu原子为中心的主要Voronoi多面体占比。Pd40Cu40P20中(b) á0, 1,10, 2ñ和(c) á0, 3, 6, 4ñ多面体内Cu原子的分配位数。(d) Cu原子自由体积分布峰位随温度的变化。(e) 500 K时以Ni原子为中心的主要Voronoi多面体占比。Pd₄₀Ni₄₀P₂₀中(f) á0, 1,10, 2ñ和(g) á0, 3, 6, 4ñ多面体内Ni原子的分配位数。(h) Ni原子自由体积分布峰位随温度的变化。(i) 循环加热过程中损耗模量的温度依赖性（首次加热至373 K，后续至473 K，升温速率3 K/min，频率1 Hz，RT：室温）。(j) 铸态、0.9Tg-3天退火、0.95 Tg-10天退火及再激活样品的归一化损耗模量。(k) 0.95 Tg-10天退火样品在Tg以下的损耗模量曲线放大图。
