目次
第 21 号 2012 年 12 月

�����
空気中の水分が誘起する金表面に弱く吸着した分子種の赤外分光法による配向ダイナミクス解析••••••••••••••••••••••••••• 下赤卓史, 伊藤雄樹, 長谷川 健•••3
鉄カルコゲナイド超伝導体における反強磁性揺らぎ••••••• 道岡千城，吉村一良•••10
鉄系超伝導体 BaFe2(As1-xPx)2 におけるネマティック秩序••••••••••••••••••• 笠原 成•••16����������•••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• 25�������
寒剤供給状況 吉田キャンパス・宇治キャンパス・桂キャンパス ••••••••••••••••• 26
専任教員名簿••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• 28����••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• 29����••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• 30

1

Low Temperature and Materials Sciences (Kyoto University)
Number 21, DECEMBER 2012

Table of Contents
Research Reports

Dynamic Rearrangement of Adsorbed Molecules on a Gold Surface Induced by
Ambient Water Vapor Analyzed by Infrared Spectroscopy•••••••••••••••••••••••••••••• Takafumi Shimoaka, Yuki Itoh and Takeshi Hasegawa •••3

Antiferromagnetic Spin Fluctuations in Iron Chalcogenide Superconductors•••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••C. Michioka, K. Yoshimura •••10
Nematic Ordering observed in BaFe2(As1-xPx)2 Iron-based Superconductors•••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• Shigeru Kasahara •••16

LTM Center Seminars••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••25
From Organizing Committee
Amounts of Cryogen Consumptions : Yoshida Campus, Uji Campus and Katsura Campus ••••26
Research staffs of the LTM center •••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••28

Call for Manuscript••••• ••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••29
Editor’s Note•••••••••• •••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••30

2

研究ノート

空気中の水分が誘起する金表面に弱く吸着した分子種の赤外分光法による配向ダイナミクス解析
Dynamic Rearrangement of Adsorbed Molecules on a Gold Surface Induced by
Ambient Water Vapor Analyzed by Infrared Spectroscopy
下赤卓史1, 伊藤雄樹2, 長谷川健1
1
京都大学化学研究所，2東京工業大学大学院理工学研究科
Takafumi Shimoaka,1 Yuki Itoh 2 and Takeshi Hasegawa2
1
Institute for Chemical Research, Kyoto University,
2
Graduate School of Science and Engineering, Tokyo Institute of Technology
Stearic acid molecules incorporated in an imperfect Langmuir-Blodgett (LB) film on a gold surface is found to
exhibit dynamic molecular rearrangement when the humidity around the sample is changed. The dynamic
molecular rearrangement is pursued by a combination technique of infrared reflection-absorption (RA) techniqueand polarization-modulation infrared reflection-absorption spectrometry (PM-IRRAS). The analysis ofabsorption bands of hydronium ion proved that the irreversible orientation changes are induced by ambient watermolecules adsorbed on the lying stearic acid molecules.

1. はじめに
赤外反射吸収（RA）法[1]は，金属表面に吸着した分子を高感度に測定できる方法として有用であると同時に，膜面に垂直な遷移モーメントを選択的に観測できる表面選択律によって，官能基単位で分子配向解析ができる点でも優れた分光分析法である．原理的にあらゆる金属表面が使える点も特筆すべきだが，実際には化学的に安定な金がよく用いられる．
一般に金属は高い表面エネルギーをもつことから，理屈の上ではすべての金属は高い親水性を示す．
しかし，実際に金の表面に水を垂らすと水滴は丸くなり，むしろ疎水性が強い印象がある．この点は古くから議論され，1980 年ころに理論と実験両面から一つの結論に達した[2-4]．すなわち，完璧にク
リーンな表面は親水性を示すが，わずかにコンタミが付いただけで親水性が急激に低下する．実際，金基板は電気化学的に酸化還元サイクルを与えたり，炎で焼いたり，強い酸化剤によって表面を化学処理するなど，厳しく清浄化した直後だけ親水性を示す．一般によく用いられる，有機溶媒を用いた
超音波洗浄程度では，疎水性表面になる．
金基板を Langmuir-Blodgett（LB）膜の基板として用い，水面上に展開した単分子膜を垂直法で引き上げると，この疎水性が災いして，きわめて低い転写率しか得られない場合がある．これまで，転写率の悪い LB 膜を研究した報告例はほとんどなく，疎水性表面での吸着分子の挙動は全くわかっていなかった．
本稿では，著者らがこの複雑な系に対して行った測定と解析の結果を紹介する。本研究では，疎水的な金表面に弱く吸着したステアリン酸分子が，空気中の水分に影響を受けて大きな配向変化を示す
様子を，赤外 RA 法に加えて偏光変調赤外反射吸収分光法（PM-IRRAS）を組み合わせることで解析3

した[5]．
2. 疎水性金基板へのL膜転写酸で，典型的な両親媒性化合物である．クロロ
ホルムなどの揮発性溶媒に溶かして水面上に展開すると，カルボキシル基を水相に向け，炭化水素鎖を空気層側に向けて配向し，単分子の厚さを保ったまま 2 次元的に広がる．これを単ことができ，そこでは炭化水素鎖のコンフォメ

8

0

図1

(b) gold:
Tr = 0.65

40Langmuir 吸着と見立てて Langmuir 膜（L 膜）
らして分子密度を高めると，2 次元結晶にする(a) Ge: Tr = 1.0212分子膜（monolayer film）という．水面へのともいう．これを圧縮バーを使って膜面積を減

16Area Decrease / cm

CH3(CH2)16COOH の化学構造を持つ飽和脂肪2ステアリン酸（オクタデカン酸）は

100

200
Time / second

300

400

(a)ゲルマニウム基板，および(b)金基板上に LB膜を作製する際の L 膜の面積減少．Tr は最終的な転写率を表す．

ーションが all-trans zigzag になることが実験的に確かめられる[6]．
そこで，結晶化させたステアリン酸の L 膜を固体板上に転写すれば，2 次元結晶の LB 膜が得られると期待される．実際，ステアリン酸の金属塩（カドミウム塩が典型的[7]）は簡単に転写できる．ところが，有機溶媒で表面を洗浄した金基板上にステアリン酸（free acid）の L 膜を転写したところ，図1 に示すような結果が得られた．
疎水性が比較的高いゲルマニウム表面に転写するとき比べて，金基板上では転写による L 膜の面積減少が明らかに少ない．実際，転写後に L 膜の面積減少の基板表面面積に対する比（転写率; Tr）を計算すると，65 %しか転写されていない．金基板の裏面はガラスで，ここには転写率 102 %であることを考慮すると，金表面にはわずか 14 %しかついていないことになる．これはすなわち，もはや LB 膜というよりは分子付着というべきものである．
実際，転写中に水面を見ると，金表面でのメニスカスは基板に垂直になっていて，親水性がほとん
どないことがわかる．これが，低い転写率の原因であろう．そこで，この金表面の親水性の低さを考慮に入れて，赤外分光法で解析してみよう．
3. 金表面での異常な配向吸着
転写率が 14 %しかないステアリン酸付着金基板を，
赤外 RA 法で測定した結果を，
図 2 に示す．
FT-IRの試料室は乾燥空気で置換してあるので，これは乾燥条件下での測定結果である．
付着量が sub-monolayer レベルであるにもかかわらず，非常に品質の良いスペクトルが得られ，RA法の高感度な特徴がよく出ている．しかし，このスペクトルは際立って珍しい特徴を備えている．図3 に，ゲルマニウム基板上に転写率 102 %でほぼ理想的に作製した，ステアリン酸 1 層膜の赤外 MAIRS
スペクトルを示す．赤外 MAIRS 分光法は，一つの薄膜試料について透過・RA スペクトルに相当する
2 つのスペクトルを一度に与えることのできる測定法である．[8-10]．透過および RA 法が，それぞれ膜面に平行および垂直な遷移モーメントを測定する方法であることから，対応する MAIRS スペクト
ルはそれぞれ IP（in-plane）および OP（out-of-plane）スペクトルと呼ぶ．

4

2916

1464

1472

1685

0.001

1739

0.002

1703

2849

0.003
2964
2954

Absorbance

0.004

0
3100

2900

2700

1800

Wavenumber / cm

1400

-1

図 2 金板に転写率 14 %で付着したステアリン酸の赤外 RA スペクトル

理想的に作製したステアリン酸 LB 膜は，過去に非常によく調べられており，高い結晶化度，高度に整ったコンフォメーション，分子軸が垂直配向といった特徴が知られている[11]．実際，図 3 を見ると，CH2 対称（s(CH2)）および逆対称伸縮振動（a(CH2)）バンド（それぞれ 2849 および 2917 cm-1）
が OP スペクトルに弱く，IP スペクトルに強く表れており，膜面に対して垂直配向していることを端的に表している．

きく倒れていることが示唆される．
ただし，RA 法の表面選択律を考慮すると，炭化水素鎖のジグザグ面が基板に平行になっているとすると，a(CH2)バンドに比べてs(CH2)バンドが極端に弱くなる必要があるので，図 2 は分子面がラン

0.002
0

-0.002

3100

2849

0.004

3000

IP

2878

ず，図 2 の結果は MAIRS-IP スペクトルの特徴を示

0.002
2959

0.006

Absorbance

MAIRS-OP スペクトルに対応する．にもかかわらしている．このことから，金基板上では分子軸が大

2917

0.008

2935

（ Im  1  z  ）を反映するという表面選択律[1]は，

0.01

2965

RA スペクトルは，薄膜の誘電率の LO 関数

2900

OP
2800

Wavenumber / cm

-1

2700

図 3 ゲルマニウム上に作製したステアリン酸
1 層 LB 膜の赤外 MAIRS スペクトル

ダムな状態で膜面に大きく倒れた配向であることを物語る．
一方，a(CH2)およびs(CH2)バンドの波数位置は，炭化水素鎖が all-trans zigzag コンフォメーションをもち，高度に結晶化していることを示している．さらに，CH2 はさみ振動バンドが 1472 および 1464
cm-1 に分裂して現れており，分子パッキングが斜方晶系のサブセルをもつことも示しており[11]，総じてきわめて結晶化度が高いと結論できる．
さらに，C=O 伸縮振動バンド（~1700 cm-1）が RA スペクトルに明瞭に表れていることも注目に値する．分子軸が垂直に配向していれば，C=O 結合は膜面に平行に近くなり，通常，RA スペクトルには現れない．このことも，分子鎖軸が大きく倒れていることを支持している．以上のことから，図 4の左端（dried）に示すように，微結晶が横倒しになった状態になっている絵を描くことができる．これは，分子と金表面の相互作用が非常に弱く，分子間の結晶化力が強いことによると考えられる．
さて，この図が正しいとすると，横倒しになった微結晶は，親水基（カルボキシル基）を空気中にむき出しにすることになる．この実験では，金基板が疎水性だからこの図は理解できるが，大気にさ5らせば，すぐに水蒸気が近付いてきてもおかしくない．つぎに，これを調べた．

図 4 疎水性金表面でのステアリン酸吸着物の分子集合構造の変化

4. 大気中での分子配向変化
大気中で赤外スペクトルを測定するのは，水蒸気の回転準位に起因する多数のピークに邪魔されて，一般的には非常に困難である．そこで，ここでは PM-IRRAS 法[12,13]を利用した．PM-IRRAS は，FT-IRの干渉計から出力される変調赤外光を光弾性変調器（PEM）に通して偏光に変調をかける 2 重変調を利用した測定法である．MCT 検出器から出力される変調信号を，電子回路によるバンドパスフィルタ
ーに通すと，DC 項および AC 項の二つに分けることができるが，もともとは一つの信号なので，この両者には同じタイミングで同じ割合の水蒸気吸収による吸収の寄与がある．そこで，AC 項の振動成分を復調器で取り除いた後，比を計算すると，バルクの水蒸気の寄与をキャンセルすることができる．
そこで，PM-IRRAS スペクトルは ratio spectrum と呼ばれるつぎの量で定義する．
S d  

I AC
I DC

ただし，d は厚さ d の試料の付いた界面であることを示す．このパラメーターの中身は，Buffeteau ら
によって電磁気学的に定式化されており，スペクトル全体にわたる大きなゆがみは，ベッセル関数を含むためであることがわかっている[12]．また，PEM という素子は，素子の厚みを利用しているため，最適波長は一か所しかない．これらを考慮して，比較的狭い波数範囲で測定を行い，ベースラインは一次補正で取り除ける範囲で議論する．
図 2 の測定が終了した後，分光器（乾燥条件）から取り出した試料を大気中で測定した PM-IRRAS

2854 および 2925 cm-1 に表れている．さらに，
成分がほぼ消失し，gauche コンフォーマーの3000みになっている．すなわち，大気中に出しただけで，ステアリン酸吸着物が結晶性を大き

6

2854
2849

(a) 15 min inambient air(b) + 80 min

80 分後の結果（図 5b）を見ると，all-trans のく失ったことを示している．

2856

2962

置は，gauche コンフォメーションに対応する

S(d)なわち，a(CH2)およびs(CH2)バンドの波数位

2966
2959

わらず，図 2 と大きな違いを示している．す2927

出してわずか 15 分後の結果であるにもかか

2925
2918

スペクトルを図 5 に示す．図 5a は，大気中に

図5

2900
2800
-1
Wavenumber / cm

図 2 のスペクトルを与えた試料を大気中に出してPM-IRRAS 法で続けて測定した結果．

さらに，CH3 非対称伸縮振動バンド（2960 cm-1 付近）に対するa(CH2)バンドの相対強度に着目すると，図 2 では 5.1 であるのに対し，図 5a では 2.3 に減少している．RA も PM-IRRAS も同じ表面選択律をもつので，こうした相対強度は互いに比較することができる．つまり，図 2 で横たわっていた分子が，図 5 では立ち上がってきていることを意味する．このイメージを，図 4 の中ほどに示してある．
図 2 と図 5 は測定中の湿度環境以外は共通しているので，このような大規模な配向変化が起こったのは，大気中の水分および二酸化炭素に原因が求められそうである．
5. 再び乾燥過程を追跡
水蒸気が配向変化の鍵である気配が強まったので，再び試料を FT-IR の試料室に戻して，乾燥過程を追跡した．変化が比較的ゆっくりとしていたため，8 日間にわたって測定をした結果を図 6 に示す．
比較がしやすいように，図 2 のスペクトルを図 6 の一番上に“dried”として再掲する．
“1st day”とあるのは，図 5 の大気中での測定を終えたあと，すぐに RA スペクトルを測定した結果である．したがって，このスペクトルは必然的に図 5b に似ている．
図 6 の高波数側のスペクトル変化を見ると，gauche コンフォーマーを示すバンドが徐々に減衰し，8日後には all-trans のバンドとほぼ同程度にまで変化している．このことから，1）1 分子の中に trans とgauche コンフォーマーが混ざっている，および 2）trans と gauche のドメインが混在している，とい二つの可能性が考えられる．All-trans コンフォメーションのとき，16 個のメチレン基それぞれの CH2 縦揺れ振動が in-phase で結合して，等間隔のピーク群（バンドプログレッション）が 1200 ～1700 cm-1付近に現れることが知られている．しかし，図 6 にはまったく見えていないことから，trans のドメインが存在するとは考えにくく，モデル 1)が妥当と考えられる．

1st day1121

1383 1377

1472
1464
1445

2nd

0.002

3400

0.01

1441

dried

0.004

3200
3000
2800
-1
Wavenumber / cm

1433

2967

6th
8th

dried
1st
day
2nd
3rd
6th

3rd
3238

0

1465

2849

2916
2964
2954
2928

Reflection-Absorbance

0.006

2856

0.02
0.008

1739
1703
1685

0.01

8th

1800 1600 1400 1200 1000
-1
Wavenumber / cm

図 6 疎水性金表面でのステアリン酸吸着物の分子集合構造の変化

7この低波数領域には，きわめて顕著な変化が C=O 伸縮振動（(C=O)）バンドに見られる．dried 状
態で強く出ていたこのバンドは，1st day スペクトルではすでに消失している．これほど見事に消失する原因を配向変化に求めるのは無理で，それよりはカルボキシル基に大気中から水分子が結合して―COO-イオンに変わり，C=O 伸縮振動バンドが消失したと考える方が自然である．
この推察の考察は，Bokij による解析結果[13]が役立つ．因子群解析による詳細な解析によると，水が酸に結合してできるヒドロニウムイオン（H3O+）は，水和水の数に依存したブロードな H3O+対称変角振動（s(OH3)）バンドをおよそ 1430 cm-1 に与える．図 6 を見ると，(C=O)バンドの消失とともに1440 cm-1 付近に新たなバンドが出現している．さらに，ヒドロニウムイオンの非対称変角振動（a(OH3)）が理論的に 1720 cm-1 付近に出ると予想されているが，図 6 には時間とともに 1720 cm-1 あたりにバンドが出現していることから，ヒドロニウムイオンが基板に対して C3v 軸をほぼ垂直配向した状態にあるといってよい．これは，a(OH3)モードが点群 C3v の規約表現 E に属することから，その振動遷移モーメントが C3v 軸に沿うからである．
a(OH3)とs(OH3)バンドが相対強度をほとんど一定に保ったまま強度を強めているのは，ヒドロニウ
ムイオンが結合して一種の塩になったステアリン酸が微結晶を離れて基板表面に徐々に立ち上がってくることとよく符合する．
この議論が正しければ，変角振動だけでなく，伸縮振動についても同様のことが成り立つはずである．高波数領域を見ると，実際，変角振動バンドの増強に伴って 3238 cm-1 にs(OH3)バンドが出現している．この結果，図 4 のイラストは，より確かなモデルとなった．
このほかには，1383 cm-1 のバンドが注目される．波数位置から，メチル基の対称変角振動版の可能性もあるが，KBr 錠剤スペクトルなどから，このバンドの吸光係数はs(CH3)バンドとほとんど同程度である．図 6 の高波数領域にs(CH3)バンドがほとんど見えていないことから，対称変角振動に帰属するのはおかしい．
Bellamy による[15]と，炭酸イオン（HCO3-）にある COO-対称伸縮振動（s(COO-)）が 1385 cm-1 にピークを与える．これを実験的に確かめるため，再び PM-IRRAS 法を用いた．すなわち，完全に乾燥させた金基板のスペクトルを S  0  とし，水が乾

ききっていない状態の金基板のスペクトルをによってベッセル関数も取り除いた PM-IRRASS/S(0)S  d   S  0S
S  0
S  0

1385

S  d  とするとスペクトルとすることができる．
測定結果を図 7 に示す．炭化水素鎖に由来する
ピークは一切なく，1385 cm-1 のピークだけを再のは水と二酸化炭素だけなので，炭酸イオン由来

2000 1800 1600 1400 1200
-1
Wavenumber / cmのピークと考えるのが妥当で，Bellamy の帰属を

図 7 金基板に水を付着させて大気下で測定した現させることができた．金基板表面に吸着しうる

受け入れることができる．

PM-IRRAS スペクトル．

6. まとめ
親水性が大きく低下した金基板にステアリン酸を LB 法で付着させると，乾燥過程で微結晶形成と8自己配向を起こし，乾燥条件下では横倒しになって転がっていることがわかった．
この試料を大気下に出すと，むき出しになっているカルボキシル基に大気中の水が結合して一種の塩になり，これが基板との相互作用の元となって大きな配向変化が生じることがわかった．このとき，
水だけでなく，二酸化炭素が溶け込んで生じる炭酸イオンも基板表面に結合し，親水化に一役買っている可能性も示唆された．
参 考 文 献[1]

V. P. Tolstoy, I. V. Chernyshova and V. A. Skryshevsky, “Handbook of Infrared Spectroscopy of Ultrathin
Films” (John Wiley, Chichester, 2003).

[2]

J. R. Gardner, R. J. Woods, Electroanal. Chem. 81, 285 (1977).

[3]

T. J. Smith, Colloid Int. Sci. 75, 51 (1980).

[4]

M. E. Schrader, J. Colloid Int. Sci. 100, 372 (1984).

[5]

T. Shimoaka, Y. Itoh, T. Hasegawa, J. Phys. Chem. C 116, 17142 (2012).

[6]

M. Muro, Y. Itoh, T. Hasegawa, J. Phys. Chem. B 114, 11496 (2010).

[7]

T. Hasegawa, T. Kamata, J. Umemura, T. Takenaka, Chem. Lett. 9, 1543 (1990).

[8]

T. Hasegawa, J. Phys. Chem. 106, 4112 (2002).

[9]

T. Hasegawa, Anal. Bioanal. Chem. 388, 7 (2007).

[10] T. Hasegawa, Appl. Spectrosc. Rev. 43, 181 (2008).
[11] T. Hasegawa, S. Takeda, A. Kawaguchi, J. Umemura, Langmuir 11, 1236 (1995).
[12] T. Buffeteau, B. Desbat, J. M. Turlet, Appl. Spectrosc. 45, 380 (1991).
[13] D. Blaudez, J. M. Turlet, J. Dufourcq, D. Bard, T. Buffeteau, B. Desbat, J. Chem. Soc., Faraday Trans. 92,
525 (1996).
[14] G. B. Bokij, D. K. Arkhipenko, Phys. Chem. Minerals. 1, 233 (1977).
[15] Bellamy, L. J., “The Infrared Spectra of Complex Molecules vol. 1 3rd ed.” (Chapman and Hall, Norfolk,
1975).

著者略歴
長谷川 健（Takeshi HASEGAWA）
京都大学化学研究所 教授
1993 年 神戸薬科大学 助手
2001 年 神戸薬科大学 講師
2003 年 日本大学生産工学部応用分子化学科 助教授
2004 年 JST さきがけ「構造機能と計測分析」（兼任）2006 年 東京工業大学大学院理工学研究科 准教授
2011 年 現職

9

鉄カルコゲナイド超伝導体における反強磁性揺らぎ
Antiferromagnetic Spin Fluctuations in Iron Chalcogenide Superconductors
道岡千城，吉村一良
京都大学大学院理学研究科
C. Michioka, K. Yoshimura
Graduate School of Science, Kyoto University
Macroscopic and microscopic physical properties of Fe1+δTe1-xSex were investigated from magnetic
susceptibility, electrical resistivity, heat capacity and nuclear magnetic resonance (NMR) measurements. The
mother compound Fe1.14Te shows an antiferromagnetic phase transition accompanied by structural change at
61.5 K. The magnetic transition temperature in Fe1+δTe1-xSex decreases with increasing x, then a bulk
superconductivity appears below x = 0.3. The superconductivity with clean limit occurs when δ is small. In suchcompounds, the temperature dependence of the nuclear spin–lattice relaxation rate and the electron contributed
specific heat reveal the presence of the nodal superconducting gap structure, indicating that the superconductivity
is an unconventional one. From the systematic investigations in Fe1+δTe1-xSex, the nuclear spin–lattice relaxation
rate reveals that the antiferromagnetic quantum critical point lies at x ~ 0.03. The superconductivity occurs in thevicinity of the antiferromagnetic quantum critical point, suggesting that the superconductivity of Fe1+δTe1-xSex is
attributed to the antiferromagnetic spin fluctuations.

1. はじめに
近年，鉄系超伝導体の発見以来[1]，多くの物質系が開拓されその物性が研究されている．実際，この京都大学低温物質科学センター誌においても第 16 号において中井氏が LaFeAsO1-xFx (いわゆる 1111系)，BaFe2(As1-xPx) (122 系)における NMR を用いた研究，第 17 号において笠原氏が BaFe2(As1-xPx)における輸送物性の研究，第 18 号において中野氏が LaFeAsO1-xFx の高圧下における NMR 研究について紹介されており，凝縮系物理の中でひとつのホットトピックスとなっている．このような盛んな研究の中で新しく発表される研究について，ブレークスルーとなるような高い超伝導転移温度をもつ物質の発見は報告されず，現在では研究の中心はその超伝導および磁性発現メカニズムが大きな割合を占めている．しかしながら多くの理論的実験的アプローチがありながら，今のところこの超伝導について統一的な解釈は得られていない．銅系高温超伝導体の研究は，超伝導メカニズムを研究する様々な手法に大きな進歩を与えてくれたにも関わらず，鉄系のメカニズムが明らかにならないのは以下のよ
うな事情による．まず，シングルバンドの描像が適切な銅系に比べて，マルチバンドであることが疑いようのない鉄系は磁性，伝導性を担うバンド構造が複雑である．また銅系同様に反強磁性が近くに寄り添っているが，同時に反強磁性転移の近くで構造相転移があることが多くそれが一次相転移になることも磁気的相互作用と超伝導の関係を調べる上で不利である．さらに鉄を含む化合物ということ
で微量な鉄の不純物の混入は，X 線回折などで検出されない程度であっても巨視的な磁化の本質を隠すことが多いことも鉄系超伝導のメカニズム解明の障害となっている．しかしそのような状況は銅系

10との違い，特に非常に磁性の強い"鉄"の化合物において，磁性を嫌う超伝導が発現する，という興味深い側面と表裏一体である．
2. 積層カルコゲナイド
積層カルコゲナイド，FeTe, FeSe は図 1 で示したように鉄原子がカルコゲンによって四面体配位されていて，そのユニットから出来る FeX 層(X = カルコゲン)が他の原子層の挿入なしに積層した構造を有する．従って近年発見された鉄系超伝導体の中でもっとも単純な構造を有し，超伝導発現の本質に迫る極めて理想的な物質である．Fe と Se の二元系の相図によると，Se 組成が 49 %より少ないときは正方晶の α 相となり，多い場合には α 相と六方晶の β 相の混晶となる[2]．β 相はフェリ磁性体となるが[2]，常磁性体である α 相において，Tc = 8 K の超伝導が発見された[3]．LaFeAsO1-xFx のフェルミ
面がほとんど鉄の軌道のみから形成されていることから，同じような構造を有する FeSe の超伝導は
As と Se の違いにあまり関わらず同様な発現機構を有していることが予想される．一方，α 相の FeTeは図 1 に示したように，正方格子の FeTe 層が c 軸方向に積層した，FeSe と同じ構造を有し，65 K で反強磁性秩序を起こすことが知られている[4]．
また興味深いことに FeTe と FeSe は全域固溶し，Fe Te0.6
Se0.4 において FeSe より高い約 14 K で超伝導転移を示す[4]．格子定数の組成依存性から，この超伝導は FeSe の化学圧力効果ではなく，反強磁性体 FeTe の Te を Se に置換することにより，反強磁性秩序が抑えられた結果起きていると考えられる．以上のことから，FeTe1-xSex の物性を明らかにし，超伝導と磁性の関係を明らかにすることは興味深いと考えられるが，FeTe1-xSex の巨視的な物性，特に磁化率の温度依存性がいくつかの公開されたデータで統一されていない．それは図 1 の左図に示されるあるTe 層における Te と Te の真ん中のサイト（Fe(Ⅱ)サイト）に余分な鉄が挿入され，実際には Fe1+δTe1-xSexという組成の化合物となり，余分な鉄は局在磁性に近い強いモーメントを発生すること，微量な不純物とて混入したマグネタイト Fe3O4 の 130 K 付近の Verwey 転移が磁化に強く寄与することに起因す
る．筆者らはこれまで，合成時において酸素が混じらないように注意することによりマグネタイトの混じらない Fe1+δTe1-xSex の単結晶の育成に成功し，NMR のナイトシフトと比べることにより，余分な鉄は局在性の強いキュリー項を発生し，遍歴磁性の Fe(Ⅰ)サイトに起因する磁化率は低温で減少することを明らかにした．しかしこういった非化学量論的な側面は，もっとも単純な構造を有する 11 系にその超伝導の発現機構の解明を求めた立場からは不利な事実であり，そのあたりの正しい物質の同定を行い物性を照らし合わせていくことが本研究において重要なポイントになっている．
-2

1.0x10H // cFe1.14Te
Fe1.00Te0.95Se0.05
Fe1.01Te0.88Se0.12
Fe1.07Te0.80Se0.20
Fe1.04Te0.67Se0.33
Fe1.08Te0.555Se0.45
Fe1.05Te0.52Se0.48

χ(emu/mol)

0.8
0.6
0.4
0.2
0.0
0
図 1 FeTe の積層構造と面内構造．

100

T (K)

200

300

図 2 Fe1+δTe1-xSex の磁化率の温度変化．

11

3. 巨視的物性
図 2 に Fe1+δTe1-xSex の磁化率の温度変化を示す．反強磁性体，Fe1.14Te の Te サイトに Se を置換していくと反強磁性転移温度が徐々に低くなり， 反強磁性を示さなくなり，ある濃度からバルクの超伝導が発現する[5,6]．超伝導がこのように反強磁性体の近傍で発現することは鉄系超伝導の普遍的な性質である．しかし比熱測定から明らかなように，Fe1.14Te の反強磁性秩序は構造相転移を同時に起こし一次相転移となるため，決して超伝導と陸続きになることはありえない．つまり帯磁率など巨視的物性に見られる反強磁性転移温度の減少は，陸続きの物質状態になんらかの量子相転移を起こすパラメー
タを変えていったものではなく，一次相転移の崖を切り崩していったもので超伝導と反強磁性を結びつけるものではない．従って筆者らは後述のように，NMR 測定からミクロスコッピクなスピンダイ
ナミクスを検討し，この物質系における反強磁性揺らぎと超伝導の関係を明らかにすることを試みた．
次に前述の化学量論比を崩す余分な鉄について検証する．図 3 (a)に二つの試料の電気抵抗率の温度変化を示す．余分な鉄の量が少ない Fe1.08Te0.55Se0.45 は低温で金属的に電気抵抗が減少し超伝導を示すことと対照的に，余分な鉄の量の多い Fe1.12Te0.72Se0.28 では低温で logT に従うような(図 3 (b))，緩やかな電気抵抗の増加を示した後に超伝導を発現する．これは余分な鉄が磁性不純物として伝導電子をトラップする不純物近藤効果の典型的な挙動であると考えられる．また図 3(c)に示したように磁場下では超伝導転移温度の低下は余分な鉄の量が多い方が激しく，余分な鉄は超伝導に対して磁束芯として働き，超伝導上部臨界磁場を低下させる働きがあると考えられる．
-4-4

7.2x106
420

ρ (Ω cm)

8x10

Fe1.08Te0.55Se0.45
Fe1.12Te0.72Se0.28

(a)
0

50

100

150 200
T (K)

250

300

ρ (Ω cm)ρ (Ω cm)

8x10

6.8
6.4
Fe1.12Te0.72Se0.28

(b)

6.0
2

3

4

5 6 7 89

T (K)

100

2

-4

Fe1.08Te0.55Se0.45
Fe1.12Te0.72Se0.28

6

0T
2T
4T
6T
8T
10 T
14 T

4
2
0

(c)
0

5

H//c
10
T (K)

図 3 (a)：Fe1+δTe1-xSex の電気抵抗率の温度変化．
(b)：(a)のグラフの温度の対数スケール．余分な鉄の多い試料は近藤効果を示す．(c)：磁場印加に伴う転移温度の低下の様子(H//c)．

154. 核磁気共鳴法を用いた微視的物性研究１：ナイトシフトによる静的磁化率
図 4 に超伝導転移温度が 14 K である Fe1.04Te0.67Se0.33 のナイトシフトの温度変化を示す．磁場を積層方向である c 軸と平行に印加した場合，a 軸に印加した場合，両方の条件で 125Te NMR によるナイト
これは後に示す，
シフトは温度減少とともに減少する．
また 77Se 核においても同様の温度変化を示す．
核スピン-格子緩和率の温度変化とあわせて考えると，遍歴反強磁性体に見られる，有限の χ(q)の発達

12により χ(0)が抑制された結果であると考えられる．図 5 に Fe1.04Te0.67Se0.33 のナイトシフトを縦軸に，横軸にその帯磁率をあてた，いわゆる K-χ プロットと呼ばれるグラフを示す．125Te 核，77Se 核どちらの場合についても K-χ プロットはよい直線性を示す．これは測定を行った 100 K 以下において，帯磁率を決定しているバンドが主に一つであるか，複数のバンドが寄与していたとしても，Te 核，Se 核との結合定数が似通っていることを示している．K-χ プロットの傾きから結合定数は，H//a，125Te 核の場合，125A = 36.3 KOe/μB，H//c の場合 125Te 核で，125A = 48.8 KOe/μB，77Se 核で，77A = 28.5 KOe/μB と見積もられる．
絶縁体において経験的に同じサイトにある Te 核と Se 核のケミカルシフトはファクター2～2.5 の割合にあることが知られている．
図中に示したような帯磁率に寄与する内殻の核の反磁性とそのファクターを考慮した場合，帯磁率に寄与する温度変化をしない軌道部分は 5×10-4 emu/mol 程度に見積もられる．このようにして辻褄が合うように決められたケミカルシフトは Te 核と Se 核の場合それぞれ，0.25 %，0.1 %程度と見積もられる．図 4 のナイトシフトの温度変化に立ち戻り，超伝導状態を考察する．超伝導状態ではナイトシフトはさらに減少する．そして基底状態で行きつく先は，K-χ
プロットから見積もられたケミカルシフトの値に外挿されると考えられる．このことは超伝導状態の基底状態でスピン帯磁率は完全に抑えられており，スピン一重項超伝導体であることを示している．
本稿では詳しい結果は述べないが，ナイトシフトの研究に加えて，比熱，および核スピン-格子緩和率の研究から，この物質は単純な s 波超伝導体ではなく，おそらく超伝導ギャップにノードのある非通常型超伝導体であると考えられる[5]．
0.7

0.7
H//a

125

K 58.1MHz

0.5

0.5

0.4

0.4

0.3
H//c

0.2

125
125

0.1
0.0

77

0

20

40

125

Te

0.6

K 107.7MHz

K (%)

K (%)

0.6

125

60

K 107.7MHz
K 58.1MHz

K 58.1MHz

80

100

T (K)

図 4 Fe1.04Te0.67Se0.33 のナイトシフトの温度変化．ナイトシフトは帯磁率同様に温度低下とともに減少する．

77

0.3

H // c

χorb

0.2 χ

dia

125
125

125

CS

0.1
0

Se

H // cH // a

0

2

77

4

-4

77

A//a = 36.3 kOe/μ B
A//c = 48.8 kOe/μ B

A//c = 28.5 kOe/μ B

CS

6

8

χ ( 10 emu / mol Oe )1012

図 5 Fe1.04Te0.67Se0.33 の K-χプロット．

5. 核磁気共鳴法を用いた微視的物性研究２：核スピン-格子緩和率によるスピンダイナミクスの観測
図 6 に Fe1.04Te0.67Se0.33 における核スピン-格子緩和率を温度で割った 1/T1T の温度変化を示す．緩和
時間は二つの成分があり，長い成分，短い成分をそれぞれ図中に short，long で示した．緩和曲線の 90 %以上は短い成分から説明され，系の本質をとらえていると考えられる．磁場印加方向に依存する異方性は，K-χ プロットから求めた超微細結合定数の異方性で定性的に説明できる．このことからスピン揺らぎそのものは，ほとんど異方性をもっていないと考えられる．1/T1T は q 空間における動的スピン
帯磁率の総和をあらわしている．常磁性状態において 1/T1T が温度の低下とともに増強されるのは，13減少するナイトシフトの温度変化とは対照的であり，
有限の q における動的スピン帯磁率が増加する，ている．この反強磁性揺らぎは超伝導と深いかかわ-1りをもち，高温超伝導体同様，クーパー対形成の起-1

1/T 1T (sec K )つまり反強磁性揺らぎが発達していることを示し源となっていると考えられる．
図 7 に Fe1+δTe1-xSex の x = 0, 0.05, 0.1, 0.32 の試料に

40

H//a

30

H//c

20

10

おける核スピン-格子緩和時間と温度をかけたもの

125の温度変化を示す．先ほど 1/T1T は q 空間における動的スピン帯磁率の総和をあらわしていることを0

己無撞着(SCR)理論によると T1T は T1T = C

107.7MHz (~ 8 T) short
107.7MHz (~ 8 T) long
58.1MHz (~ 4.3 T)

Te ( Fe 1.04 Te0.67 Se0.33)

50
100
T (K)
図 6 Fe1.04Te0.67Se0.33 におけるスピン-格子緩和率を温度で割った 1/T1T の温度変化．低温で増強される 1/T1T は反強磁性揺らぎの発達を意味している．

述べた．二次元反強磁性に関するスピン揺らぎの自–1

107.7MHz (~ 8 T) short
107.7MHz (~ 8 T) long
58.1MHz (~ 4.3 T)(T- Θ)(式 1)とキュリーワイス的な温度変化をすることが予想されている[7]．
このときのワイス温度 Θ は-y0T0という SCR パラメータに比例している．y0 は量子0臨界点からの相互作用空間における距離に対応していて，このワイス温度が 0 となるところが反強磁性量子臨界点に対応している[7]．図 8 にこのワイ
ス温度とキュリー定数の x 依存性を示す．x の小さい領域でワイス温度はほぼ x に比例し，x = 0.02 において 0 になる．このことから x = 0.02 に反強磁性量子臨界点が存在していると考えられる．つまり一次相転移により地続きな相図ではないが，スピン揺らぎの立場からみると，x = 0 の物質では構造相転移がなくても低温で磁気秩序を示すであろうし，Se の置換量を増やしていくと，構造相転移を抑え，
x = 0 の物質の相転移温度以上に見られるスピン揺らぎと地続きであろう揺らぎのパラメータを変化させ，量子臨界点を示す，と考えられる．x= 0.05 の試料は一様磁化率で 40 K 付近から異常を示すが，これはバルクの反強磁性ではなく，またフラクショナルな超伝導を示すことはあってもバルクの超伝導は示さない．つまり巨視的な物性では，Se 置換は一次相転移の壊れ方に対応したバルクの物性では

40

0.4

4

20

θ (K)

T1T (sec K)

0.1

x=0

x = 0.1
0

50

-60

1

-80
100

150

200

T (K)
図7 Fe1+δTe1-xSex におけるT1T の温度依存性．

14

2

-40

-100
0.00

0.10

0.20

0.30

-1

x = 0.05-20

3

x = 0.33

0.2

0.0

3

0

C (10 sec )

0.3

0

x
図 8 図 7 のデータを式 1 から解析したもの．
二次元反強磁性 SCR のパラメータに対応する．

ないもの，特に母体の反強磁性の残り物に引っ張られて系の本質が見づらくなっていたが，NMR を用いた微視的な研究から，構造相転移がなかった場合に存在するであろう隠れた量子臨界点を明らかにすることが出来た．また超伝導がこのような反強磁性揺らぎを強くもつ量子臨界点近傍で起きていることが明らかになった．
6. まとめFe1+δTe1-xSex の物性を巨視的，微視的に観測し，その超伝導が反強磁性体の近傍で起きていることを明らかにした．またスピンダイナミクスの観測から，超伝導の発現に反強磁性揺らぎが深く関与し，非通常型のスピン一重項超伝導体であることを明らかにした．
参 考 文 献[1] Y. Kamihara, et. al., J. Am. Chem. Soc., 130, 3297 (2008).
[2] T. Hirone, et. al., J. Phys. Soc. Jpn., 11,666 (1956).
[3] F. C. Hsu, et. al., Proc. Natl. Acad. Sci. USA, 105, 14262 (2008).
[4] M. H. Fang, et. al., Phys. Rev. B78, 224503 (2008).
[5] J. Yang, et. al., J. Phys. Soc. Jpn., 79,074704 (2010).
[6] C. Michioka, et. al., Phys. Rev. B82, 064506 (2010).
[7] T. Moriya, et. al., J. Phys. Soc. Jpn., 18,516 (1963).
著者略歴
道岡 千城（Chishiro MICHIOKA）
京都大学大学院理学研究科 助教
2000 ~ 2003 横浜国立大学工学研究科人工環境システム学専攻 博士課程後期2003 ~ 2004 京都大学大学院理学研究科 リサーチフェロー
2004 ~ 2007 京都大学大学院理学研究科 助手
2007 ~

現職

吉村 一良（Kazuyoshi YOSHIMURA）
京都大学大学院理学研究科 教授
1983 ~ 1986 京都大学大学院工学研究科 博士後期課程
1986 ~ 1988 福井大学応用物理学科 助手
1988 ~ 1993 京都大学理学部化学科 助手
1993 ~ 2002 京都大学大学院理学研究科 助教授
2002 ~

現職

15

鉄系超伝導体 BaFe2(As1-xPx)2 におけるネマティック秩序
Nematic Ordering observed in BaFe2(As1-xPx)2 Iron-based Superconductors
笠原 成 1,2
京都大学大学院理学研究科 1,
京都大学低温物質科学研究センター2
S. Kasahara
Department of Physics, Kyoto University1,
Research Center for Low Temperature and Materials Sciences, Kyoto University2
Strongly interacting electrons can exhibit novel collective phases. Among them the electronic nematic phase isperhaps the most surprising as it is a unidirectional self-organized state that breaks the rotational symmetry of theunderlying lattice. Here we provide evidence for the electronic nematic ordering in BaFe2(As1-xPx)2 — one of thecleanest iron-based superconductors, by highly sensitive in-plane torque magnetometry and complementarysynchrotron X-ray diffraction measurements. Our results show that the nematicity develops well above thetetragonal-orthorhombic transition temperature (TS) and even persists to the nonmagnetic superconducting regime.
1. はじめに
近年，強相関電子系の電子状態を「電子液晶」(Electronic
Liquid Crystal)という概念から，系の対称性に基づいて理解する試みがなされている[1,2]．本稿で紹介する電子ネ
マティック相は，このような秩序相の一つであり“実在のネマティック液晶”に由来して名付けられたものになる．ネマティック液晶においては，図 1 のように棒状分子が回転対称性を破りながら方向の秩序を保った状態を持ち，スメクティック液晶では分子が層状に配列し，回転対称性に加えて並進対称性も破った状態を形成している．これに対して，電子系のネマティック秩序とは，広くは結晶格子から期待される回転対称性を電子系

図 1 ネマティック液晶における分子配列．
回転対称性は破れているが，ダイレクター
によって表される方向の秩序を持つ．

が自発的に破るような非自明な状態を呼んでいる．最も単純な例は正方晶のように，結晶格子が面内で 4 回対称性（C4 対称性）を持つ場合であり，電子ネテ
ィック相では結晶の C4 対称性を破った C2 対称性を持つ．このような C4 対称性の破れた電子ネマティ
ック相は，当初，モット絶縁体へのキャリアドープに対して考案され[1]，これまで銅酸化物高温超伝導体の擬ギャップ相で見出されてきた[3-8]．一方，最近では，重い電子系超伝導体 URu2Si2 の隠れた秩序相や[9-11]，Sr3Ru2O7 の量子臨界点近傍[12,13]など，様々な強相関電子系において議論されており，電子間の強いクーロン斥力に加えて，スピンや多軌道自由度のもたらす新奇な秩序相ということができる．本稿では，新しい高温超伝導体系である鉄系超伝導体の常伝導相において，電子ネマティック

16相が広く存在していることを，磁気トルクによる高感度の異方性測定，並びに放射光 X 線を用いた構
造評価の結果に基づいて紹介したい[14]．
2．鉄系超伝導体
鉄系超伝導体は，鉄オキシニクタイド LaFeAs(O,F)における超伝導発見を端とする新しい高温超伝導体系である[15-17]．この系の高い超伝導転移温度(Tc)での電子対媒介について，大別して，スピン揺らぎに基づく機構[17-19]と軌道揺らぎに基づく機構[20,21]が提案されており，現在でも実験と理論の両面から多くの議論がなされている．鉄系超伝導体の電子対形成の起源を理解するためには，スピンや軌道の自由度に起因して現れる異常物性を実験的に見出し，超伝導発現との関係を明らかにすることが重要と考えられる．
図 2 に鉄系超伝導体の母物質の一つ BaFe2As2[22]

a

b

Ba

の結晶構造と低温相での磁気構造を示した．この物

FeFe

質は TS = TN ~ 140 K において正方晶から斜方晶へ

AsAsの構造相転移を示し，これと同時にストライプ型のc

磁気秩序をもった反強磁性的スピン密度波（SDW）

Fe
As状態へと転移する“対称性の低下”を示す[22,23]．
構造・磁気相転移は元素置換や圧力印加などによって抑制され，これに伴って超伝導が出現する[24-28]．
図 3 は本稿で紹介する BaFe2(As1-xPx)2 の T-x相図である[2,26,29,30]．この系では量子振動が観測されるほどの純良な単結晶が広い元素置換範囲で得られ[31]，構造・磁気相転移の消失する近傍において，非フェルミ液体的な電子輸送現象や[29]，量

図 2 BaFe2As2 における (a)高温の常磁性-正方晶
相での結晶構造，(b)2 次元 Fe 面，および(c)低温の反強磁性-斜方晶相における c 軸方向からみた
FeAs 層の模式図．2 次元 Fe 平面において，ストライプ型の磁気構造を示す．

子振動から見積もられる電子の有効質量の増大

200
Paramagnetic-Tetragonal (010)T[31]，核磁気共鳴測定にみられる反強磁性揺らぎの発散[33]など，様々な物性測定において磁気量子臨
界点の存在を示す特異な振る舞いが見られ，超伝導との関連が議論されている．
一方，鉄系超伝導では，隣接する反強磁性－斜方晶相について，最近，一軸圧力により非双晶化した単結晶での電気抵抗率測定や光学伝導度，角度分解
光電子分光の測定が行われ，顕著な面内異方性が報告されている[34-42]．興味深いことにこの異方性は，これまで常磁性-正方晶相と考えられてきた T >TS の温度域においても存在しており，結晶の C4 対
称性が破れた状態，即ちネマティック状態が実現している可能性が示唆される．これまで鉄系超伝導体

T (K)

増大[32]，更には超伝導状態における磁場侵入長のT*100(100)T
T > T*Fe

As/P

T < T*

Electronic
Nematic
Antiferromagnetic-Orthorhombic

0
0

0.2

Superconducting

x

0.4

0.6

図 3 BaFe2(As1-xPx)2 の T-x 相図．TS(▽)，TN(●)はそれぞれ構造相転移温度，磁気相転移温度を示す．最大 Tc(□)で 31K をもった超伝導相が 0.2 < x< 0.7 の広い元素置換範囲で出現する．T*(×)は磁気トルク及び放射光 X 線回折により見出された
ネマティック転移温度を示す．

では幾つかの実験からネマティック状態が指摘されているが，これらはいずれもすでに対称性の低下
した低温の反強磁性-斜方晶相や，一軸圧力による非双晶化の下で行われている[43,44]．しかし，この17

系において自発的な C4 対称性の破れであるネマティック秩序が形成されているのか否かを明らかにするには，T > TS において一軸圧力による非双晶化を行なわずに自発的な対称性の破れを調べなければならない．さらには，C4 対称性の破れが相転移現象として理解されるのか，また，超伝導発現とどのように関係するのかを明らかにする必要性があり，これには熱力学的な物理量を通じた相図上の広い範囲に渡る系統的実験が必要になる．このような目的に適合する実験手法として，筆者らは高精度の磁気トルクによる面内異方性測定と，放射光 X 線を用いた単結晶構造評価に着目した[9,14]．これまで低温相における双晶ドメインは数μm から数十μm 程度の大きさであることが報告されており[45]，双晶形成による異方性の打ち消しが不完全な微小単結晶試料を用いて磁気トルク測定を行うことで，非双晶化を行わずとも自発的な回転対称性の破れが観測可能となる．また電子系における異方性は，格子との有限の結合が存在することによって，僅かな格子歪みを誘起する．これは高精度の構造評価を行うことで観測することができる．
3．磁気トルクにおける面内異方性と放射光 X 線回折にみられる微小斜方晶歪み
磁気トルクは，磁場 H と磁化 M の外積を用いてτ = μ0MV×H のように定義される熱力学量である．
磁化の面内成分は帯磁率テンソルχij を用いて Mi = ΣχijHj (i, j = a, b)で与えられるので，図 4(a), (b)のよ
うに外部磁場を ab 面内で回転させた場合，a 軸からの面内角度φ に対して，磁気トルクτ は次のような 2 回対称の形を持つ．

τ2φ = 1/2 μ0H2V [(χaa - χbb)sin2φ - 2 χabcos2φ](1)系の対称性が正方晶から期待される C4 対称性を持つ場合，χaa=χbb，χab=0 である．従って式(1)によりτ2φ はゼロとなる．一方で電子あるいは磁気状態が自発的に C4 対称性を破るような場合，χaa≠χbb 或
いはχab≠0 であり，磁気トルクの面内角度依存性には，対称性の破れの方向に応じた 2 回対称の振動が観測されることになる．このように磁気トルクの面内異方性測定は，系の回転対称性の破れを調べる上で非常に強力な手段である[9,14]．

H
b

65 K

70 K

75 K

90 K

155 K

a
c

τ 4φ(arb.scale)

b

35 K

τ 2φ(arb.scale)Single crystal

τ (arb.scale)ca

0 90 180 270 0 90 180 270 0 90 180 270 0 90 180 270 0 90 180 270 0 90 180 270 360

φ (deg)φ (deg)φ (deg)φ (deg)φ (deg)φ (deg)

図 4 (a),(b) 微小カンチレバーを用いた磁気トルク測定による面内異方性測定の模式図．
(c)BaFe2(As1-xPx)2 の最適置換試料(x=0.33)における磁気トルクの面内角度依存性．上段は磁気トルクの生データ，中段，下段はそれぞれ 2 回対称成分と 4 回対称成分の面内角度依存性を表す．
18

実際の測定例として，図 4(c)に，BaFe2(As1-xPx)2 の最適組成近傍試料（x=0.33）における結果を示す．
上段は磁場 4T における各温度でのトルクの面内角度依存性τ(φ)であり, 中段及び下段には, フーリエ解
析によって分離した磁気トルクの2回対称成分, 及び4回対称成分を示している．上段の磁気トルクの角度依存性は高温と低温で異なっており，低温では 2 回対称成分が大きくなっている．2 回対称振動の振幅について，図 5(a)上段に温度依存性を示した．高温ではゼロであった 2 回対称成分が T*~ 85 K 以
下の温度域において有限の値を示し，低温で発達している．図 4(c)において 2 回対称成分の振動はτ =A2φ cos2φ の形をもっている. 式(1)より, これは有限のχab，即ち，図 3 挿入図に示すような[110]T 方向への異方性が T*以下において発達していることを意味する．図 5(a)下段に示した電気抵抗率測定にみられるように，この組成の試料では，いわゆる構造・磁気相転移が既に抑制されていることに注意したい．つまり，磁気トルクの 2 回対称振動の発達は，これまで何も無いと考えられていた超伝導相の高温側において，C4 対称性の破れた熱力学的な相が存在していることを示している．
磁気トルクで観測された異方性の出現は, 格子系との有限の結合が存在することにより, 放射光 X 線
回折におけるブラッグスポットのブロードニングとして観測される．図 5(a)中段に高次のブラッグ回折ピークの半値全幅（FWHM）とピーク強度の温度変化を示した．まず半値全幅の温度変化に注目す
ると，磁気トルクにおいて 2 回対称成分が出現する T*~ 85 K にキンク的な振る舞いを示し，T<T*での半値全幅の温度依存性が T>T*でのものよりも大きく，低温ほどより広がっている．キンク的振る舞い
はピーク強度の温度依存性にも同時にみられ，ピーク強度が強くなる傾向が T*以下で抑えられている．母物質や低ドープ域の試料においては，T = TS において正方晶から斜方晶への構造相転移が起こ
ると，異なる斜方晶ドメインが形成されることによって回折ピークが分裂することが知られているが，ここで観測された回折ピークのブロードニングは，T*において，既にわずかな構造歪みが発生していることを意味している．これは電子系が C4 対称性を破るネマティック秩序を形成することで格子系に

b x = 0.27
● ● #1○ ○ #2Ts

a x = 0.33
1
T*

T*
0.4
8

0.16

0.4
4
3

0.6

4 0.2

[x 104]

1.5
8

0.3

4
2

0.4

1

6

2 0.2

0.2

T*

0.3
0.2

0.5

0.1

0

0
600

ρ ( μΩ cm)

0.4

x=0

Ts

T*

0.4

0.8 0.3

0.3ed x = 0.14
Ts

T*
1

6

0.14

|A2θ| (arb.units)

FWHM (deg)00.18

c x = 0.23
Tspeak int. (counts)|A2φ| (arb.units)

も影響を及ぼしていると解釈できる．

1

400
200

0

0

100

T (K)

200

0

100

T (K)

200

0

100

T (K)

200

0

100

T (K)

200

0

100 200

0

T (K)

図 5 (a)-(e) 上段: [110]T 方向の位相を持った磁気トルクの 2 回対称振動における振幅|A2φ|(●)の温度依
存性．中段: 放射光単結晶 X 線回折におけるブラッグピークの半値全幅(●)，及び強度(●)の温度依存性．下段: 面間方向の磁気異方性を調べる ac スキャンにおける 2 回対称振動の振幅|A2θ| (●)，ならびに電気抵抗率(●)の温度依存性．

19さて，T*における異常が試料組成に対してどのように変化するかを見ていきたい．図 5(b)-(e)に，x =0.27，0.23，0.14，0 の構造磁気相転移を示す試料における磁気トルクの 2 回対称成分（各上段）と回折ピーク（各中段）の温度変化を示した．何れの組成においても，TS よりも高温において，回折ピー
クの半値幅が増大するキンクが観測され，同時に，ピーク強度においても温度依存性が抑制される振る舞いが観測された．これらの結果は，これまで考えられていた構造相転移温度 TS よりも高温から，わずかな構造歪みが発達していることを示している．一方，磁気トルクの 2 回対称成分に注目すると，これらの試料では灰色で示したような有限の 2 回対称成分が高温でも観測され，T*においてキンクを（恐らくごくわずかな
もつような振る舞いを示した．これらの T* >TS 以上での有限の 2 回対称成分は，不純物，或いは結晶成長時に誘起される歪みなどに起因した）[110]T 方向の位相を持たない非本質的な異方性であり，τ2φ(φ) = A2φnemcos2φ + B2φextsin(2φ−φext)のように[110]T 方向の位相のみをもった 2 回対称振動と，φext という試料に大きく依存した非本質的な位相をもった振動の重ね合わせとして，それぞれの温度変化を分離することができる[14]．第一項はχab の存在を示すもの，第二項は，結晶構造の対称性から要請されるものとは異なる非本質的な 2 回対称成分になる．実際の A2φ nem の温度依存性を青
色データで示した．どの組成においても，T*以下において有限のχab を示す A2φ nem が発達し，TS 以上の温度域から 4 回対称性が破れた状態が実現されている．尚，図 5(a)-(e)の下段に示すように，面間方向の磁気異方性を調べるτac(θ)=A2θsin2θにおいては，T*において異常がみられず TS でのみ大きな変化が観測される．このことは T*以下での A2φ nem の発達が面内の C4 対称性の破れを捉えていることを強く支持している．これらの一連の異常を温度-組成相図上にまとめると，図 3 のように母物質での T* ~ 170 Kから系統的な変化をしていることが分かる．これらの磁気トルク，及び，放射光 X 線回折の実験では，一軸圧力の印加を行っておらず，T*によって特徴づけられる面内 4 回対称性の破れたネマティックな状態が，“熱力学的な相”として反強磁性-斜方晶相と超伝導相を覆うように広がっていることを支持するものである．
4．現象論的な理解 －ネマティック及びメタネマティック転移面内の 4 回対称性を破るような相転移は，温度軸に対して一度のみ起こっていると考えるのが自然である．磁気トルクの実験は，T* (> TS)において有限の面内異方性が現れることを示しており，これが 4 回対称性を破る相転移と考えられる．それでは，TS における構造の変化はどのように理解するべきか．実はこれは斜方晶歪みδ = (a-b)/(a+b)と，電子系のネマティック秩序変数ψ∝Α2φという二つの秩
序変数を自由エネルギーに導入した以下のような形を考えることで理解可能となる．
F[δ, ψ] = [tsδ 2 – uδ 4 + vδ 6] + [tp ψ 2 + wψ 4 + O(ψ 6)] - gψ δ(2)

右辺の第一項は一次の構造相転移を，第二項は二次のネマティック転移を記述する自由エネルギーになる．第三項はネマティック秩序変数と構造歪みとのカップリングを与えている．u，w は相転移を記述するランダウ現象論における係数，g は二つの秩序変数の結合の強さを与える．この結合が存在することによって，δ，ψの秩序変数が両者ともに T*以下で有限の値をもつ．C4 対称性は T*ですでに破れているため TS は相転移点ではないが，δ，ψともにこの温度で有限の跳びを示す．TS における秩
序変数の跳びは，一種のメタ転移（メタネマティック転移）として考えることができる．
実際，放射光 X 線回折において回折ピークのブロードニングがみられた温度域について，回折ピー
クが 2 つのピーク構造が重なっているとして解析をすると，図 6(a)のような斜方晶歪みδの温度変化が得られ, TS < T < T*の温度範囲においても，わずかな構造歪みが存在していると見ることができる．こ20

0.005

され，図 6(b)のようにネマティック秩序変数ψ ∝Α2φについて

0.004

も同じパラメータを用いて同時に再現することができる. 尚,

0.003

最近これに類似した僅かな斜方晶歪みの発達が0.002

SmFeAs(O1-xFx)の粉末 X 線回折においても見出され報告がされ0.001

鉄系超伝導体におけるこのような C4 対称性の破れの起源とψ

0.1

C4 対称性の破れに寄与していると考えるのが自然であるが，00と考えられており，基本的に長距離磁気秩序の存在する x < 0.
3 の組成域での C4 対称性の破れを与える．一方で実際の測定結果は，図 3 の相図にみられるように T*で特徴づけられるネ

b
Ts

0.2

には軌道とスピンの両者には有限の結合が存在し，どちらもは磁気秩序相の高温側の熱的スピン揺らぎにより誘起される

T*

0.3

して，現在までに，スピンネマティックといわれるものと仮にスピンネマティックなモデルを出発点とする場合，これ●x=0● x = 0.14
● x = 0.23
● x = 0.27

00.4ている[46]．

[47-50]，軌道秩序によるもの[51-55]が提案されている．実際

a
Ts

δ

の温度変化は式(2)により記述されるモデルで非常によく再現

T*

100

T (K)

200

図 6 (a)斜方晶歪みδ = (a-b)/(a+b),
及び(b)ネマティック秩序変数ψ ∝|Α2φ|．実線(破線)は式(2)のランダウ
モデルによるフィットを示す．

マティック相が磁気秩序の消失した超伝導相の上まで広がっている．この領域でも量子臨界点近傍の量子スピン揺らぎがスピンネマティック状態を誘起する可能性も考えられるが,相図上にネマティック相が広く存在していることから，別の機構によって T*がもた
らされると考える方がより自然である．特に，T*で Fe 原子の dxz 軌道と dyz 軌道の占有に不均衡が生じるような軌道秩序が起きていると考えるならば，今回観測された電子系のネマティック転移との整合性は良い．軌道秩序が電子ネマティック相の起源とする考えは，最近の角度分解光電子分光[35]や核四重極共鳴の測定[56]で異常が観測されていることからも支持される．何れにしても，式(2)のランダ
ウモデルは現象論的なものであり，C4 対称性の破れをもたらす微視的な起源には依存しない一般的なモデルである．
特に最近の研究から，鉄系超伝導体において，軌道とスピンの複合した自由度が新奇な電子状態をもたらしているとする報告が増えている．本研究で明らかになった T-x 相図では，反強磁性相の抑制によって高温超伝導が出現する点や，電子ネマティック相が磁気秩序相と超伝導相の高温側に存在している点など，銅酸化物高温超伝導体の相図と非常に良く似た特徴を持っている．最近の光学伝導度
スペクトル測定からは，最適置換組成の BaFe2(As1-xPx)2 において，100 K 以下の温度域から擬ギャップ
的な振る舞いが現れることが明らかになっている[57]．また，ポイントコンタクト分光測定や[58]，角度分解光電子分光[59]からも，同じ温度域において擬ギャップが開くことが明らかになっている．鉄系超伝導体における電子ネマティック相と擬ギャップの形成がどのように関連付けられるのか，他の強相関電子系とどのような共通の物理が存在するのか，今後の研究が一層重要になると考えられる．
5．おわりに本稿では，純良な単結晶試料が得られる等原子価置換の鉄系超伝導体 BaFe2(As1-xPx)2 を舞台として,
電子ネマティック相という C4 対称性の破れた非自明な秩序相が，これまで何も無いと考えられていた領域に存在していることを紹介した．ただし，同じ BaFe2As2 を母物質にもつ電子ドープ系
Ba(Fe1-xCox)2As2 や，ホールドープ系 Ba1-xKxFe2As2 においても同様に電子ネマティック相が存在してい21

るのか，また，LaFeAsO などの他の鉄系超伝導体ではどのようになっているのかなど，明らかにしな
くてはいけない点が山積している．ネマティック秩序の微視的起源を含め，今後その理解が進み，鉄系超伝導の機構解明，更には新奇な物性物理の舞台の発掘へと繋がることを期待したい．
謝辞
本研究は，H. J. Shi，橋本顕一郎，利根川翔，水上雄太，芝内孝禎，杉本邦久，福田竜夫，寺嶋孝仁，A. H. Nevidomskyy，松田祐司の各氏をはじめとして，多くの大学院生との共同研究に基づくものです．
また，前野悦輝，矢持秀起，陰山洋の各先生方には実験面における多くのサポートを賜っております．
J. G. Analytis，A. Q. R. Baron，E. Bascones，A. Carrington，A. V. Chubukov，R. M. Fernandes，I. Fischer，
池田浩章，石田憲二，紺谷浩，岡崎竜二，J. Schmalian の皆様には貴重な議論を多々して頂きました．
本研究は，低温物質科学研究センターの共同利用機器であるグローブボックスや 4 軸 X 線回折装置，そして安定かつ多量の寒剤供給の御尽力の上に成り立っております．ここに深く感謝致します．
参 考 文 献[1] S. A. Kivelson, E. Fradkin and V. J. Emery, Nature 393, 550-553 (1998).
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著者略歴
笠原 成 (Shigeru KASAHARA)
京都大学大学院理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻 助教
1975年生.
1998年 東邦大学理学部物理学科卒業．2003年 同大学大学院理学研究科物理学専攻博士後期課程修了 博士(理学)．同年 東京大学大学院工学系研究科 学術研究支援員．2004年 東京大学大学院工学系研究科 研
究機関研究員，2005年 独立行政法人物質・材料研究機構 特別研究員．
2008年 京都大学低温物質科学研究センター 研究員(研究機関), 2011年 京都大学低温物質科学研究センター 特任助教．2012年 10月より京都大学大学院理学研究科 助教(現職)．

24

25

運営委員会より寒剤供給状況
吉田キャンパス
液体ヘリウム供給量
平成24年度

単位：リットル

4月

5月

6月

7月

8月

9月

合 計

理学研究科・化学

1,107

1,133

1,458

1,274

1,199

652

6,823

理学研究科・物理学第一

6,378

7,457

7,514

7,781

7,203

4,907

41,240理学研究科・その他

253

38

167

37

0

0

495

人間・環境学研究科

2,468

2,350

2,076

2,000

2,047

805

11,746

工学研究科

436

389

348

349

458

290

2,270

医学研究科

603

666

444

445

435

453

3,046

農学研究科

40

59

114

0

64

30

307

物質－細胞統合システム拠点

254

366

244

331

366

300

1,861

低温物質科学研究センター・研究部門

2,298

2,842

2,382

2,973

4,090

3,481

18,066

947

1,219

988

791

1,286

722

5,953

14,784

16,51915,735

15,981

17,148

11,64091,807

同センター・共同利用装置
合計

液体窒素供給量
平成24年度
4月

5月

6月

7月

8月

9月

合 計

理学研究科・化学（含窒素ガス利用分）

6,023

6,296

6,134

4,919

4,399

5,785

33,556

理学研究科・物理学第一

1,311

1,573

1,571

1,545

1,730

1,505

9,235

理学研究科・その他

2,076

1,192

1,362

1,373

1,130

721

7,854

人間・環境学研究科

1,054

1,036

986

1,029

741

739

5,585

工学研究科

1,230

1,307

1,508

1,649

1,942

2,196

9,832

医学研究科

812

764

688

731

795

713

4,503

農学研究科

2,307

2,255

2,352

2,803

2,357

2,198

14,272エネルギー科学研究科

230

331

573

205

381

165

1,885

アジア・アフリカ地域研究研究科

0

0

5

0

0

0

5

情報学研究科

10

10

0

0

0

0

20

生命科学研究科

1,101

821

1,128

932

1,019

801

5,802

再生医科学研究所

289

169

229

248

226

276

1,437

ウイルス研究所

1,476

1,227

1,582

1,313

1,189

1,445

8,232

iPS細胞研究所

0

16

0

0

0

0

16

総合博物館

0

0

0

0

0

10

10

111

0

105

0

115

228

559

0

0

0

0

10

15

25

210

306

227

239

260

231

1,473

高等教育研究開発推進機構
環境科学センター
放射性同位元素総合センター
健康科学センター

5

0

0

0

0

0

5

物質－細胞統合システム拠点

829

934

975

927

992

898

5,555

低温物質科学研究センター・研究部門

599
55
19,728701
383
19,321

1,097
288
20,8101,022
404
19,339831
443
18,560610
308
18,844

4,860
1,881
116,602

同センター・共同利用装置

合26

単位：リットル計宇治キャンパス
液体ヘリウム供給量
平成24年度液体ヘリウム供給量
化学研究所
ｴﾈﾙｷﾞｰ理工学研究所
生存圏研究所
農学研究科
工学研究科
低温物質科学研究ｾﾝﾀｰ
産官学連携本部
合計

単位：リットル

4月
2,827
324
34
0
0
0
69
3,254

5月
2,958
808
60
0
0
0
74
3,900

6月
2,731
199
0
0
0
0
87
3,017

7月
2,995
240
0
0
0
0
56
3,291

8月
3,175
472
50
0
0
0
76
3,773

9月
2,583
387
0
0
0
0
67
3,037

8月
3,831
1,248
197
258
515
0
0
18
6,067

9月
3,904
1,170
420
351
358
0
0
32
6,235

8月
552
122
611
0
62
296
0
1,643

9月
625
30
360
98
77
0
0
1,190

合計
17,269
2,430
144
0
0
0
429
20,272

液体窒素供給量
平成24年度
液体窒素供給量化学研究所
ｴﾈﾙｷﾞｰ理工学研究所
生存圏研究所
農学研究科
工学研究科
ｴﾈﾙｷﾞｰ科学研究科
低温物質科学研究ｾﾝﾀｰ
産官学連携センター
合計

単位：リットル

4月
3,398
1,407
361
206
61
0
0
106
5,539

5月
3,953
1,521
160
366
123
0
0
73
6,196

6月
4,374
1,049
248
223
288
0
0
38
6,220

7月
4,332
1,264
293
354
499
0
0
16
6,758

合計
23,792
7,659
1,679
1,758
1,844
0
0
283
37,015

桂キャンパス
液体ヘリウム供給量
平成24年度液体ヘリウム供給量
工学研究科･電子工学
工学研究科･材料化学
工学研究科･物質エネルギー化学

工学研究科･分子工学
工学研究科･高分子化学
工学研究科･合成･生物化学

工学研究科･化学工学
合計

単位：リットル

4月
655
77
396
0
50
79
36
1,293

5月
707
74
374
0
0
167
0
1,322

6月
575
83
381
77
110
87
0
1,313

7月
551
0
407
54
0
60
36
1,108

合計
3,665
386
2,529
229
299
689
72
7,869

液体窒素供給量
平成24年度

単位：リットル液体窒素供給量

4月

5月

6月

7月

8月

9月

工学研究科･都市環境工学

58
1,201
9,344
1,202
444
727
1,084
1,896
102
66
87
143
16,354

31
571
8,803
1,713
1,159
552
1,409
2,085
190
153
112
191
16,969

55
2,305
7,042
1,574
1,300
620
1,265
2,622
186
152
35
157
17,313

69
2,113
5,281
1,437
1,056
637
1,166
2,214
259
222
125
156
14,73545
2,558
13,029
1,244
782
346
1,303
2,346
154
355
37
191
22,390

30
2,429
5,180
1,842
881
497
977
1,807
147
238
43
154
14,225

工学研究科･電気工学
工学研究科･電子工学
工学研究科･材料化学
工学研究科･物質エネルギー化学

工学研究科･分子工学
工学研究科･高分子化学
工学研究科･合成･生物化学

工学研究科･化学工学
工学研究科･光･電子理工学教育研究ｾﾝﾀｰ
学際融合教育研究推進センター・先端医工学研究ユニット

地球環境学堂合計

合計
288
11,177
48,679
9,012
5,622
3,379
7,204
12,970
1,038
1,186
439
992
101,98627

低温物質科学研究センター

専任教員名簿平成24年4月1日

氏

名

澤

田

安

樹

教

授

矢

持

秀

起

教

授

寺

嶋

孝

仁

教

授

佐々木

豊

教

授

松

原

明

准教授

佐

藤

智

准教授

大

塚

晃

弘

助

教

中

野

義

明

助

教

昇

助

手

春日井

28

職

連

絡

ＴＥＬ 9520
sawada@ltm.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 4069
yamochi@kuchem.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 9521
terashim@scl.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 3755
sasaki@scphys.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 3787
akira@scphys.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 7755
sbsato@em.biophys.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 4062
otsuka@kuchem.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 4061
nakano@kuchem.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 4068
kasugain@scphys.kyoto-u.ac.jp

先「京都大学低温物質科学研究センター誌（LTMセンター誌）」への投稿のお誘い並びに原稿の作成要領
Call for Manuscripts for"Low Temperature and Materials Sciences (Kyoto University)"
前川 覚1,2, 編集委員会2
1
京都大学大学院人間・環境学研究科，2京都大学低温物質科学研究センター
S. Maegawa 1,2 and Editorial Committee 2
1
Graduate School of Human and Environmental Studies, Kyoto University,
2
Research Center for Low Temperature and Materials Sciences, Kyoto University
所属の後にAbstractを数行，英文で書いてください．
1. はじめに「京都大学低温物質科学研究センター誌（通称：LTMセンター誌，英文名：Low Temperature andMaterials Sciences (Kyoto University)）では，低温物質科学研究センターが提供する寒剤・共通機器の利用者の皆様や関係者の皆様より「研究ノート｣,「技術ノート｣,「サロン」への投稿を歓迎いた
します．投稿されました原稿は，編集委員会で審議のうえ掲載の可否を決定いたします．投稿にあたっては，電子ファイルを下記 † 宛にお送りください．また，併せて印刷原稿も † 宛に郵送または持参いただきますようお願いいたします．初校刷りは電子ファイルより作成しますので，以下第 2 章を御参照のうえMS-Wordを用いて作成してください．InDesignまたはQuarkXPressのファ
イルでも結構です．なお，編集委員会からの原稿依頼も行いますので，依頼させていただいた際にはよろしくお願い申し上げます．
2. 原稿の作成要領
A4用紙の上下左右に25 mmずつマージンをとって，和文表題，英文表題，和文著者・所属，英文著
者・所属，アブストラクト（英文），本文，参考文献，著者写真（35mm（幅）×40mm（高さ）），著者
略歴の順に記述してください．本文は 1 行あたり全角45文字，1 ページあたり40行を基準にしてくだ
さい．漢字・かな・カナにはMS明朝，英字・数字にはTimes New Roman，本文中の見出しにはMSゴ
シック（またはこれらに準じる書体）を使用してください．表題は14 point，著者・所属は12 point，
本文は10.5 point，図・表のキャプションは10 point の文字を用いてください．表題の前に空行を 3 行入れてください．本文中，物理記号を表す記号は斜体（イタリック），単位記号は立体（ローマン）
で表記し，物理量と単位の間や数字と記号の間にはスペースを 1 個入れてください．また，章の間にもスペースを 1 行設けてください．句読点は「．
，」に統一してください．
図は高解像度のものを本文中に貼り付けてください．カラー印刷が可能ですので，できるだけカラーの図を使用してください．その他の細部については，本稿ならびに下記Ref. [1,2] のスタイルを参考にしてください．
参 考 文 献[引用番号] 著者名, 雑誌名, 巻数, 最初のページ番号, 年の順でお願いします．
例）[1] 寺嶋孝仁, 京都大学低温物質科学研究センター誌 8, 26 (2005).
[2] K. Mibu, Low Temperature and Materials Sciences (Kyoto University) 1, 13 (2003).
† 京都大学低温物質科学研究センター誌編集委員会, 〒606-8501京都市左京区吉田本町,
Tel:075-753-9521 Fax: 075-753-9521 E-mail:terashim@scl.kyoto-u.ac.jp(寺嶋孝仁)

29東日本大震災，政府財源の窮乏，少子化等により，政府の予算削減，人員削減の嵐が大学へも押し寄せ，ご承知のように既に 2 年前から LTM センターに対しても京大本部から厳しい組織改革が求められています。センター専任教員，協議員，運営委員，学内関係教員が一丸となって，現センターの組織体制が低温物質科学研究にとって極めて良好なものであることを主張し，何とか持ちこたえてきましたが，先般，全部局を対象とした組織改革のための本部の新たな委員会が立
ち上がり，第 2 波が押し寄せて来る状況です。大学予算の削減という状況ではあるものの，大学の本来の役目，国民が期待しているものは高度な研究と次を担う若者への教育です。ところが交渉を通じて感じることは，組織管理・運営の観点からのみの改革であり，研究・教育の向上が全くと言っていいほど考慮されていないことです。
「研究と教育が第一なんて，それは理想ですよ。」との言葉が返ってきたときには，唖然としました。これでは予算削減と共に研究・教育も衰退してしまうでしょう。研究・教育のレベルを保持・向上させながら，経費削減の工夫に知恵を出すべきでしょう。
10 年前に理学部付属の極低温研究室から独立部局のセンター化が実現して以来，寒剤供給はセンター教職員の努力と学内関係教員の協力により，大きく発展し，日本一安価・安全・便利な寒剤供給が実現してきました。ネットによる申込，回収モニター設備，寒剤配送等，センター化な
くしては実現しなかった恩恵は多岐にわたります。同時にこれらによりヘリウム回収率の向上，故障の減少，故障への適切な対応等，大幅な経費削減が実現しています。これらはセンター専任
教員が自らの研究と関係分野教員への利便性を両立させ，また業務を適切に分担，協力し合ってくださっているおかげです。このセンターの体制が学内関係研究分野の教員から支持・信頼され，支援を得，好循環を生み出しているのだと思います。センター誌が毎回順調に発行され，関係領域の最先端の研究の紹介誌として機能しているのもその 1 例だと思います。
「角を矯めて牛を殺す」ことが無き様，大学のあるべき姿を忘れない改革であって欲しいもの
です。
前川 覚

京都大学 低温物質科学研究センター誌
Low Temperature and Materials Sciences(Kyoto University)
第21号 2012 年 12 月 Volume 21, December 2012
編集委員会：寺嶋 孝仁 (編集委員長), 前川 覚,
矢持秀起, 石田 憲二, 中村 裕之,

芝内 孝禎, 藤原 直樹, 前里 光彦
事務

局：〒606-8501京都市左京区吉田本町
京都大学 低温物質科学研究センター
Tel:075-753-9521 Fax:075-753-9521
E-mail: terashim@scl.kyoto-u.ac.jp(寺嶋孝仁)

印

30

刷：創文堂印刷