009B
MLF-BL01

T’構造銅酸化物 Pr1.4La0.6CuO4 の高エネルギー磁気励起High energy spin excitations inT’-structured cuprate Pr1.4La0.6CuO4
浅野駿 1、鈴木謙介 2、梶本亮一 3、池内和彦 4、藤田全基 2
東北大院理 1、東北大金研 2、J-PARC3、CROSS4
T’構造銅酸化物超伝導体 R2-xCexCuO4 (R = Pr, Nd, Sm, Eu …)はモット絶縁体に、Ce 置換と還元アニールを施すことで超伝導を発現することが知られていた。しかし、薄膜試料や低温合成された粉末試料では、Ce 置換
しない母物質で超伝導の発現が報告され[1, 2]、T’構造銅酸化物の基底状態が再考されている。
我々は、磁気相関の観点から T’構造銅酸化物の基底状態を明らかにするため、Pr1.4La0.6CuO4 の as grown 試料(TN ~ 270 K)と annealed 試料(TN ~ 180
K)に対する中性子非弾性散乱実験を行った。
測定は J-PARC のチョッパー型分光器「四季」で行い、磁気励起スペクトルの温度変化を観測した。
図 1 に示すように as grown 試料と annealed 試料ともに、TN 以上においても磁気励起を観測した。スペクトルの解析から、強い電子相関に由来した反強磁性相関が観測したすべての温度で磁気励起の性質を支配していることが明らかとなった。この結果は、T’構造銅酸化物がモット絶縁体であることを示唆している。
Pr1.4La0.6CuO4300

as grown (TN = 270 K)

a

b

6K

470 K

c

300 K

250

200

300

6

100

annealed (TN = 180 K)200
6K

d

e

300 K
150

4

f

-4

300

8

250

x10

Energy (meV)

150

2

470 K

0

250

100
0.0

200

0.5
1.0
1.5
(h, 0.5) (r. l. u)

2.0

0.5

2.0

150
100
0.0

0.5

1.0

1.5

2.0 0.0

0.5
1.0
1.5
(h, 0.5) (r. l. u.)

2.00.01.0

1.5

図 1 (a – f) 6, 300, 470 K における Pr1.4La0.6CuO4 の as grown 試料と annealed
試料の磁気励起スペクトル。白点はピーク位置を示し、実線は S = 1/2 の 2 次元
Heisenberg 模型から計算したスピン波(J = 133 meV)を表している。
[1]O. Matsumoto et al., Physica C 469, 924 (2009).
[2] T. Takamatu et al., Appl. Phys. Express 5, 073101 (2012).

010B
固体物理（磁性、強相関電子系）
LAM-40、WOMBAT

反強磁性スピン 3/2 ダイマー物質 CrVMoO7 の磁性
Magnetism of the antiferromagnetic spin-3/2 dimer
compound CrVMoO7
長谷正司 1、松本正茂 2、松尾晶 3、金道浩一 3、James Hester4、佐藤卓 5
1 NIMS、2 静岡大学、3 東京大学物性研、4 ANSTO、5 東北大学多元研

磁気秩序状態では 2 種類の磁気励起が存在する。磁気モーメントの垂直と平行方向のゆらぎで、それぞれ、横モードと縦モードと呼ばれる。横モードはスピン波励起として観測されている。一方、縦モードの強度は通常は弱いため、観測例は少ない。TlCuCl3 や KCuCl3 の圧力または磁場誘起秩序相での観測が例として挙げられる。理論研究の結果によると、スピンクラスター物質では、
大気圧下、ゼロ磁場でも、縦モードが観測できる可能性がある[1]。結晶構造[2,3]から CrVMoO7 のスピン系は、相互作用のある反強磁性ダイマーであると期待されるので、磁性を研究した。
CrVMoO7 粉末は固相反応法で合成した。磁化、比熱、常磁性共鳴は、それ
ぞれ、MPMS、PPMS、X バンド分光器を用いて測定した。強磁場磁化、中性子
非弾性散乱、中性子回折は、それぞれ、東大物性研、高エネ研（LAM-40 分光器）、ANSTO（WOMBAT 回折計）で測定した。
帯磁率の 30 K 以上の温度依存性は、交換相互作用の値 J が 25 K、g 値が1.92 の反強磁性ダイマーモデルで説明できた。なお、g 値は室温の常磁性共鳴から決めた。比熱から、磁気転移温度を 26.5 K と決めた。1.3 K での磁化は60 T まで単調に増加する。孤立ダイマーで期待される 1/3 と 2/3 量子磁化プ
ラトーは見られなかった。ダイマー間相互作用を導入することで磁化曲線を説明することができた。中性子非弾性散乱測定では磁気励起を観測した。相互作用のある反強磁性ダイマーモデルで結果を定性的に説明できた。しかしながら、粉末のため、縦モードは観測できなかった。
5 K で測定した中性子粉末回折パターンでは、磁気反射が観測された。5 と35 K で測定した回折パターンの差について、Rietveld 解析を行い、磁気構造を決めた。磁気モーメントベクトルは(0.02(2), 0.60(1), -0.36(2))B 、大きさは0.73(2) B で、古典値（約 3 B）よりも小さい。ダイマーという低次元性スピン系だからである。ダイマー内のモーメントは反平行（反強磁性）である。磁気モーメントは a, b, c 方向に対して、それぞれ、反平行、平行、反平行に並ぶ。
[1] M. Matsumoto et al., J. Phys. Soc. Jpn. 79, 084703 (2010).
[2] X. Wang et al., Inorg. Chem. 37, 3252 (1998).
[3] K. Knorr et al., Eur. J. Solid State Inorg. Chem. 35, 161 (1998).

011B
固体物理（磁性、強相関電子系）ª ª ª ª ª ª ª ¿¾»­¹¾°¶ªÃ·°¯± büĀöùăĆù¡xI ÀÅºÉ¿ÈÁ³«Á¼¬ãªýāóĂxd{AªHelical Magnetic Order for S=1/2 One-Dimensional
Frustrated Chain Magnet NaCuMoO4(OH)gT °Ê=>NF °Ê¤ °Ê@q} °Ê=W4 ±Ê96 ±Ê
\L2 ²Ê T ³Ê½®ªÂÉÇÆ´Êf#8 µÊD% °Êtq£& °ª° Y1kIwÊ± !z7wa_Ê² ,1¢o?Êª³ ©òúĂôĆ'wa_Ê´ª¸ÀÃÄÁÊµª Y10w
VOãExIsvp J1ÊbOãExIsvp J2 ñéÝ
S=1/2 büĀöùăĆù¡ßäÊJ1 à J2 ãcâ5×Þ`Ìá 4vÒ;nØî[1]ËçÛÊx/ñØîà§#x/ßä0^4{AãëÏáR
3á 4vÒnïîÕàÒosâJÖïÞÎî[2]ËSßÊÕïçßã
büĀöùăĆù¡ãÿøĂkßäÊ§#x/Ò©ØÓîÕàê1+UñHîÕàÒ)¥ßÍîÕàÑìÊI4Q;¨ñpÎÛ;¨s]
äðïÞÎáÎË
VrÖïÛÿøĂk NaCuMoO4(OH)äÊxd|hCÒ 0.6 K ßÍîÕàÊ§#x/Ò 26 T ßÍîÕàÊåUÒ ßÍîÕàÒ.
"ÖïÞÐí[3]Ê©x/ß;nØî 4vñI4;¨ßæîãâ×ÛkßÍîËxmãZÑì~éìïÛxdvpãcÒ J1/J2 =1.4 ßÍîÕàÑìÊ÷Ąx/âÐÔî-BlKà×Þ( θ = 110.49°ãýāóĂxd{AÒXGÖïîË (ÊMÌä NaCuMoO4(OH)ã÷Ąx/âÐÔîxd_ñe:ØîÛèÊJ-PARCÊMLF âÖïÛ SENJU 'ñp×ÞUI4Q;¨ñÜÛËÚã[Ê0.3 K âÐÎÞxd
PþõùĂ q = (0, 0.48, 0)ñéÝýāóĂxd{Añy$Øî 2 Ýãxd<ñi×ÛËÕïìãxd<ãECãcÑìÊöûąã(¦äUã bâ*ußÍîÕàÒy$ÖïîËjßäxd<ECãà!ðÙÞ
ëíâØîË[1] S. Furukawa et al., Phys. Rev. Lett. 105, 257205 (2010).
[2] T. Hikihara et al.: Phys. Rev. B 78, 144404 (2008).
[3] K. Nawa et al.:J. Phys. Soc. Jpn. 83, 103702 (2014).

012B
固体物理（磁性、強相関電子系）
PSI - GPD

µSR 測定から見た LaFeAsO 1- x H x の
第 2 磁気秩序相における圧力下磁気基底状態
Magnetic ground state of the second magnetic
phase under pressure in LaFeAsO1-xHx probed bymuon spin rotation
平石 雅俊 A, 小嶋 健児 A, B, 岡部 博孝 A, B, 竹下 聡史 A, 幸田 章宏 A, B,
門野 良典 A, B, 飯村 壮史 B, 松石 聡 C, 細野 秀雄 C, D
KEK 物構研 A, 総研大 B, フロンティア研 C, 東工大元素センター(MCES)D
水素置換型鉄系超伝導体 LaFeAsO1−xHx (La1111-H) は、酸素サイトを水素ア
ニオンによって置換することで非常に広い範囲での電子ドープを可能にした物質である。本系は超伝導転移点 Tc の水素置換量 x 依存性に 2 つのピーク(SC1、SC2) が現れるという特異な振る舞いを示し[1]、SC1 相の低ドープ側には x = 0 を母相とする反強磁性磁気秩序相 (AF1)、SC2 相よりも高ドープ 側に x~0.5 付近を母相とする磁気秩序相 (AF2) が存在することから、超伝導と磁性の関係について注目を集めている[2]。また、外部圧力によって SC1 とSC2 の Tc ピークが接近しながら上昇し、6 GPa の圧力下ではおよそ 52 K の単一ピークになることが抵抗率測定によって報告されており[3]、超伝導発現機
構と結晶構造に大きな相関を有することが示唆されている。x = 0.51 試料では、常圧下では約 95 K で観測される構造相転移が約 1.5 GPa の圧力引加によって消失することが放射光 X 線回折により報告されている[4]。構造と磁性が密接に関連している鉄系超伝導体において、圧力下で La1111-H の AF2 相がどのような変化を示すかは非常に興味深い。そこで我々は圧力下放射光 X 線回折で用いられた x = 0.51 試料の圧力下ミュオンスピン回転実験を PSI 研究所の GPD スペクトロメータにて行い、その磁気的基底状態を調べた。
その結果、圧力の増大により、1) 磁気転移温度が減少すること、2) 最低温(4 K) の時間スペクトルから回転が失われ、最高圧力の 2.6 GPa では指数関数型の緩和を示すようになることが明らかになった。後者は、常圧下と比べて長距離秩序が失われていることを示唆している。AF1 相が圧力に対して鈍感であることとは対照的である[5]。発表では、実験結果の詳細を報告し、磁気基底状態と構造、及び、超伝導との関係について議論する。
[1] S. Iimura et al., Nat. Commun. 3, 943 (2012).
[2] M. Hiraishi et al., Nat. Phys. 10, 303 (2014).
[3] H. Takahashi et al., Sci. Rep. 5, 7829 (2015).
[4] K. Kobayashi et al., Sci. Rep. 6, 39646 (2016).
[5] R. De Renzi et al, Supercond. Sci. Technol. 25, 084009 (2012).

013B
固体物理（磁性、強相関電子系）
PF-BL2A

T’型銅酸化物母物質超伝導体
Pr2CuO4 薄膜の角度分解光電子分光
Angle-resolved photoemission spectroscopy of thesuperconducting parent compound of
T’-type cuprates Pr2CuO4
堀尾眞史 1, 輿石佳佑 1, 中田勝 1, 萩原健太 1, 小林正起 2, 堀場弘司 2,
組頭広志 2, Y. Krockenberger3, 入江宏 3, 山本秀樹 3, 藤森淳 1
1 東京大, 2 KEK-放射光, 3 NTT 基礎研
T’型結晶構造を持つ銅酸化物高温超伝導体の母物質はモット絶縁体であり、Ce 置換により電子をドープすることで超伝導が発現するとされてきた。しかし近年、T’型銅酸化物の薄膜試料では Ce 置換を行わなくても超伝導が発現することが示され注目されている[1]。我々は、T’型銅酸化物母物質超伝導体の電子構造を調べるために角度分解光電子分光（ARPES）測定を行った。
T’型銅酸化物母物質薄膜で超伝導を発現させるためには試料合成後に還元アニールを行い不純物酸素を除去することが必須だが[1]、アニールのために真空槽から試料を取り出すと試料表面が劣化し、表面敏感な ARPES 測定を行うことができない。そこで、試料を還元雰囲気下で合成し不純物酸素の混入を防ぐことで、as-grown で超伝導を示す母物質 Pr2CuO4 を合成した[2]。その試料に Se を蒸着して大気中を輸送し、Photon Factory BL2A の真空槽への導入後に加熱で Se キャップを除去してから ARPES 測定を行うことで、図 1(a)に示すように明瞭なフェルミ面を観測することに成功した。フェルミ面の面積から電子量 nFS を見積もると 0.17±0.02 という値が得られたことから、母物質超伝
導体 Pr2CuO4 には half-filling (nFS = 0)よりも多くの電子が含まれていると考えられる。

図 1. 超伝導 Pr2CuO4 のフェルミ面。(a)フェルミ面マッピング。(b)フェルミ
波数（赤点）から求めたフェルミ面（実線）と、化学ポテンシャルのシフトによって再現した nFS = 0 の場合のフェルミ面（破線）。
[1] A. Tsukada et al., Solid State Commun. 133, 427 (2005).
[2] Y. Krockenberger et al., Appl. Phys. Express 8, 053101 (2015).

014B
固体物理（磁性、強相関電子系）
KEK-PF BL-4C & 7C

面方位制御 La1/3Sr2/3FeO3 薄膜における電荷不均化の膜厚依存性
Thickness dependence of charge disproportionation inorientation-controlled La1/3Sr2/3FeO3 thin films
簔原誠人 1、北村未歩 1、和達大樹 2、中尾裕則 1、
熊井玲児 1、村上洋一 1、組頭広志 1
1
KEK-PF、2 東大物性研
La1/3Sr2/3FeO3（LSFO）では、[111]方向に沿って(111)面内で秩序化した Fe3+層と Fe5+層が 2:1 の割合で配列する電荷秩序（電荷不均化）が起こることが知られている[1]。そのため、この電荷不均化は、有限の厚さを持つ薄膜では、結晶方位の違いによって異なる膜厚依存性を示すことが期待される。そこで今
回我々は、成長方位の異なる LSFO 薄膜における電荷不均化の膜厚依存性について調べたので報告する[2]。
LSFO 薄膜は、LaserMBE 法により SrTiO3 (111)および(001)基板上に作製した。試料の電気抵抗測定は、四端子法で行った。試料の結晶性を評価するた
め、KEK-PF BL- 4C および BL-7C において、放射光 X 線回折測定を行った。
図１に膜厚（t）を変えた LSFO(111)薄膜における電気抵抗率の温度依存性を示す。t = 44 nm の試料では、190 K
付近に電荷不均化転移に起因する抵抗率の変化が見られる。転移温度は膜厚に対してほとんど変化しない一方で、抵抗率の変化は膜厚の減少とともに不明瞭になり、t < 13 nm の試料ではほぼ消失している。このことは、臨界膜厚 10
数 nm で電荷不均化転移が抑制されていることを示唆している。これらの振る舞いは、(001)基板上に作製した LSFO
薄膜の場合でも同様であった。このこと
は、電荷秩序した Fe3+と Fe5+の高スピン状態での電子配置に起因した、電荷不 図１ 種々の膜厚の LSFO (111)薄均化ドメインの等方的な性質を反映し 膜における電気抵抗率の温度依存性。
ているものと考えられる。
[1] K. Ueno et al., Phys. Rev. B 73, 165103 (2006).
[2] M. Minohara et al., J. Appl. Phys. 120, 025303 (2016).

015B
固体物理（磁性、強相関電子系）

PF-BL 28A

電子ネマティック状態における銅酸化物高温超伝導体 Bi2212 の
角度分解型光電子分光

ARPES of the cuprate superconductor Bi2212
in an electronic nematic state
中田勝 1,堀尾眞史 1,輿石佳佑 1,萩原健太 1,組頭広志 2,小野寛太 2,
D. Song3,吉田良行 3,永崎洋 3,藤森淳 1
東大理 1,高エ研 2,産総研 3

0.5

0.5

0.0

0.0

ky(π/a)状態が超伝導状態に於いてより強い異方性を持っていることを示唆している。

ky(π/a)

銅酸化物高温超伝導体においては、擬ギャップや CDW など多様な秩序相と超伝導との共存が観測され、これらの秩序の発現機構と超伝導との関係が長年議論されてきた。近年、擬ギャップの開く温度 T*以下で CuO2 面の 4 回転対称性を破る電子状態（電子ネマテ
ィック状態）が発達することが報告され[1-3]、擬ギャップ状態が電子ネマティック状態である可能性が指摘されている。
我々は最適ドープ Bi1.7Pb0.5Sr1.9CaCu2O8+y 試料に対し、Cu-O 結合方向に一軸性応力をかけ、角度分解型光電子分光(ARPES)の測定を行った。図１に ARPES の測定から得られたフェルミ波数（赤丸）、及び強結合近似を用いてフィッテイングした曲線（青線）を示す。フィッテイング曲線の形状から、温度の低下とともに異方性が強まっていることがわかる。
この結果は擬ギャップ状態が電子ネマティック状態であることを示唆するばかりでなく、温度の低下とともに発(b)達した電子ネマティック (a)

-0.5
-1.0
-1.5

-0.5
-1.0
-1.5

-1.5 -1.0 -0.5 0.0 0.5kx(π/a)-1.5 -1.0 -0.5 0.0 0.5kx(π/a)

図１:Bi1.7Pb0.5Sr1.9CaCu2O8+y のフェルミ面。フェルミ波数を赤丸、フィッテイング曲線を青線で示す。 温度は(a)100 K、(b)10 K。
References[1]R.Daou et al., Nature 463,519 (2010)[2]石田浩祐 他、日本物理学会第 72 回年次大会(2016)[3]佐藤雄貴 他、日本物理学会第 72 回年次大会(2016)

016B
固体物理（磁性、強相関電子系）
MLF／BL21

NOVA を用いた磁気 PDF 解析法の開発
Magnetic pair distribution function (mPDF) analysis
at NOVA
樹神克明 1、池田一貴 2、社本真一 1、大友季哉 2
1
JAEA、2KEK 物構研

G(r) (A-2)

原子対相関関数（PDF）を用いた局所構造解析は、長距離秩序をもたない
原子配列を調べる上で有効な手段である。同様に磁気対相関関数（磁気PDF）を用いた局所磁気構造解析が可能になれば、スピングラス、フラストレート磁性体等の長距離秩序をもたない磁気配列を調べる上で有効と考えられる。我々は中性子回折データから磁気 PDF を定量的に導出する方法を確立するために、NOVA を用いて反強磁性体 MnF2 の中性子回折実験を行った。さらに実験から得られる磁気 PDF との定量的な比較をするために、Frandsen らによって提案された磁気 PDF のシミュレーション式[1]に修正を施した。
図１に 5 K での中性子回折データから導出した MnF2 の磁気 PDF を示す。
磁気 PDF は①中性子回折強度の絶対値を核散乱長および原子核の数密度で規格化、②Rietveld 解析によって見積もられた核散乱成分の除去、③残った磁気散乱成分を磁気モーメント、磁気形状因子、磁気モーメントの数密度で規格化した後にフーリエ変換、のプロセスによって導出した。さらに MnF2 の反強磁性磁気構造から予想される磁気 PDF を実線で示す。Frandsen らのシミュ
レーション式[1]は核散乱の PDF とは異なり、彼ら自身も指摘するように磁気モーメントの数密度に比例する距離 r に対して線形な負のベースライン項をもたず、さらに磁気 PDF の絶対値が中性子散乱長（磁気モーメントの大きさ）に依存する。実線はこれらの問題を解6決するための修正を取り入れたシ
observed
4
ミュレーション式で計算されたもの
calculatedである。実験および計算から得ら2れた磁気 PDF は定量的にほぼ一0致しており、中性子回折データか-2
らの磁気 PDF の導出方法および修正したシミュレーション式が妥当-4であることを示している。
-6[1] B. A. Frandsen, X. Yang and S.
J. L. Billinge, Acta Cryst. A70(2014) 3.

5

10

15

r (A)
図 1 中性子回折データおよびシミュレーション式から得られた MnF2 の磁気
PDF

20

017B
固体物理（磁性、強相関電子系）

Origin of enhanced magnetization in Co-substituted BiFeO3
studied by x-ray magnetic circular dichroism
Z. Chi1 , G. Shibata1 , R. Kawabe2 , Y. Takeda3 , S. Sakamoto1 , Y. Nonaka1 , K. Ikeda1 ,Y. K. Wakabayashi4 , R. Nakane4 , T. Okane3 , Y. Saitoh3 , H. Yamagami3 , H. Hojo2 , M.
Azuma2 , and A. Fujimori1,3
1 Dept. of Phys. UTokyo, Japan 2 Tokyo Tech, Japan 3 JAEA, Japan 4 Dept. of EE. UTokyo, Japan

Bismuth ferrite(BiFeO3 , BFO) is the only being found room temperature multiferroic
material with coexisting antiferromagnetic and ferroelectric orders. For the existance of
Dzyloshinskii-Moriya interaction, BFO shows weak ferromagnetic property and may beelectrically controlled by magnetoelectric coupling. Co substitution of Fe in BFO shows anenhancement of ferromagnetism at spin collinear phase[1] at room temperature, giving thepossible engineering method of electric-control-of-magnetization spintronic devices.

2!1.!0/.-),+(*)('

Co-substituted BiFeO3 [Bi(Fe1−x Cox )O3 (x=0.1),
BFCO] thin film grown on SrTiO3 [111] substrate[1]
!"
!"
. >
?@A
4$.E
=$$.E
.4>
!#
!#
was
measured by element specific x-ray mag.3>$!%$!%
netic circular dichroism (XMCD) both at 300K$!&$!&
and 50K. Fe L2,3 -edge results suggest intrinsic Fe$$!$
ferromagnetism[2, 3] also existing in bulk BFCO.
$!$$
$!$$
<$!$
<$!$
Paramagnetic Co2+ and non-magnetic Co3+ in the
<$!$#
<$!$#
low spin state coexist in the sample and have no
?BCD
<$!$=
<$!$=
contribution to the ferromagnetic property. Low
3$4 3 $ 3 4 3#$ 3#4 3$4 3 $ 3 4 3#$ 3#4567)7(.8(*9:-./*;2
temperature spectra show enhancement of ferroFig. 1 Fe-edge XMCD results at magnetism in BFCO. The origin of enhanced mag300K and 50K under different magnetization in BFCO may be attributed to the local
netic field
existence of non-ferromagnetic Co2+/3+ breaking
3+
Fe long-range cycloidal spin order at room temperature.
Reference[1] H. Hojo et al. Adv. Mater., 1603131, 2017.
[2] P. Yu et al. Phys. Rev. Lett., 105, 027201, 2010.
[3] D. Yi et al. Phys. Rev. Lett., 111, 127601, 2013.

018B
固体物理（磁性、強相関電子系）
MLF-BL-01

LSCO 系銅酸化物高温超伝導体における磁気励起の擬ギャップ温度を挟んだ温度依存性
Development of spin-wave-like dispersive excitations below
the pseudogap temperature in the high-temperature
superconductor La2−xSrxCuO4
松浦直人 1, 川村奨 2, 藤田全基 2, 梶本亮一 3, 山田和芳 4
1
CROSS 東海, 2 東北大金研, 3J-PARC センター, 4KEK 物構研

銅酸化物高温超伝導体の発生メカニズムを決定する上で、アンダードープ
組成の Tc より高温側で現れる擬ギャップの起源が注目されている。我々は、高温超伝導において重要な役割を果たしているスピン揺らぎに対する擬ギャップの影響に着目した。大きな磁気相互作用を持つ超伝導銅酸化物のスピン相関を調べるには、チョッパー型分光器により磁気励起の全体像を調べることが重要である。しかし、これまでの研究は室温以下の測定にとどまり、室温を超えるような擬ギャップ温度前後の磁気励起の系統的な研究は報告されてこなかった。そこで本研究では、高温超伝導銅酸化物 La2-xSrxCuO4 のアンダードープ
組成（x=0.075、Tc=24K）を用いて、超伝導相の T=5K から擬ギャップ温度（~360K）を超える 500K までの幅広い温度領域の磁気励起を四季を用いて測定した。また、参照物質として母物質の La2CuO4 についても同様な広い温度領域 5K～400K で測定した。[1]
その結果、ホールがドープされていない母物質 La2CuO4 における反強磁性
スピン波は、5K から 400K への温度変化に対して殆ど変化しない分散を観測した。一方、ホールがドープされたアンダードープ組成では、超伝導相 T=5K における砂時計型の分散のうち、擬ギャップ相の 300K では低エネルギー(<35meV)の下向き分散が消失し、擬ギャップ温度より高温の 400K, 500K では
高エネルギー(>35meV)のスピン波的な分散のシグナルが磁気ゾーン中心上に集中した。磁気ゾーン中心上に集まるシグナルは遍歴反強磁性体の Cr や
V2-yO3 で見られているシグナルと類似しており、高温では遍歴するホールにより磁気励起が強く影響を受けていることが分かった。また、この幅広い温度の測定から、スピン揺らぎにおける擬ギャップの最も顕著な影響は、スピン波的な分散の復活だと明らかになった。この結果は擬ギャップの起源が超伝導の前駆現象よりもモット絶縁体への前駆現象であることを示唆している。[2,3]References[1] M. Matsuura et al., Phys. Rev. B 95, 024504 (2017).
[2] S. Badoux et al., Nature (London) 531, 210 (2016).
[3] S. Sakai et al., Phys. Rev. B 82, 134505 (2010).

019B
固体物理（磁性、強相関電子系）
PF BL-16A2

角度依存 XMCD の精密測定で探る Fe3O4 の複素軌道秩序
Search for complex orbital order in magnetite Fe3O4
by magnetic-field-direction dependent XMCD
precise measurements
野中洋亮 1, C. F. Chang 2, 芝田悟朗 1, X. H. Liu 2, 坂本祥哉 1, 池田啓祐 1,
池震棟 1, 田中新 3, 酒巻真粧子 4, 雨宮健太 4, L. H. Tjeng 2, 藤森淳 1
1 東大理, 2 マックスプランク固体研, 3 広大院先端物質, 4 KEK-PF
マグネタイト Fe3O4 の Verwey 転移の機構は 1939 年の発見以来、長い間議論され続けている。低温相の秩序状態は単純な電荷秩序ではなく、軌道秩序も起こっていることが様々な実験で示されているが[1,2]、具体的にどのような軌道秩序であるのかは未だにわかっていない。軌
道秩序の有力なモデルとして、実軌道が整列するモデル[3, 4]と複素軌道が整列するモデル(COO モデル)が提案されている[5]。
最近我々は、Verwey 転移温度の上下 図 1 異なる方向に磁場をかけて測における Fe L2,3 吸収端 X 線吸収スペクト 定した XAS, XMCD の異方性ル(XAS)、X 線磁気円二色性(XMCD)の異方性を、
MgO ステップ基板上の Fe3O4 単結晶薄膜に対し高速偏光スイッチングを利用し、X 線の入射角度を変えずに磁場方向のみを変化させる手法を用いることで精密に測定することに成功した。図 1 に133K における XAS, XMCD スペクトルを例として示す。挿入図に示す通り、スペクトルの明瞭な異方性が観測された。図 2 に、XMCD 総和則を適用して求めた軌道磁気モーメントの異方性とその温度変化を示す。得られた異方性と温度変化は、COO 図 2 軌道磁気モーメントモデル[5]によって説明することができるものであ の異方性の温度変化った。
[1] J. Schlappa et al., Phys. Rev. Lett. 100, 026406 (2008). [2] J. E. Lorenzo
et al., Phys. Rev. Lett. 101, 226401 (2008). [3] I. Leonov et al., Phys.Rev.Lett.
93, 146404 (2004). [4] H.-T. Jeng et al., Phys.Rev.Lett. 93, 156403 (2004). [5]
H. Uzu and A. Tanaka, J. Phys. Soc. Jpn. 77, 074711 (2008).

020B
固体物理（磁性、強相関電子系）
PSI GPS

カゴメ格子反強磁性体 Li2Cr3SbO8 の磁気状態
Magnetic properties of kagome lattice
antiferromagnet Li2Cr3SbO8
岡部博孝 A,B，竹下聡史 A，平石雅俊 A，幸田章宏 A,B，小嶋健児 A,B，
門野良典 A,B，石井祐人 C, 小田研 C, 吉田紘行 C
KEK 物構研 A，総研大 B, 北大理 C
完全カゴメ格子反強磁性体 Li2Cr3SbO8（S = 3/2）は，高磁場下において，興味深い 1/9 磁化プラトーを示す物質として，近年注目を集めている[1,2]．
我々は，ミュオンスピン緩和法（SR）を用いて，Li2Cr3SbO8 の磁気状態を調べた．SR は原子レベルでの局所磁場観察が可能であり，さらに放射光や中性子散乱法では容易に得られない低周波数のスピン揺らぎに対して高い感度を示すことから，磁気フラストレーション系の研究に適した実験手法である．
Fig.1(a)は最低温度（T = 1.65 K）で測定した Li2Cr3SbO8 のタイムスペクトルの縦磁場依存性（H = 0～5 kG）である．縦磁場が増加するにつれて，ミュオン
がしだいに内部磁場から切り離されていく様子（デカップリング）が見て取れる．
図中の実線は，指数関数，拡張型指数関数
お よ び 定 数 の 和 （ A(t) = A1exp(-t) +A2exp[-(t)] + A3）でフィッティングをした結果であり，スペクトルは良く再現されている．
上式で得られたパラメータの磁場依存性を解析した結果，本物質は T = 1.65 K において静的なスピンと動的なスピンが共存した磁気状態を持つことが判明した．
Fig.1(b)は Li2Cr3SbO8 磁気基底状態の予想図である．図中，ピンクの影をつけたクロム（緑の球）は静的なスピン，その周囲のクロムは動的なスピンを持つことを示している．赤および青の円はストッピングサイトを表わしており，この位置に停止したミュオンは，静的もしく
は動的な局所磁場を感じる．本研究により導 Fig.1(a) Li2Cr3SbO8 の縦磁場きだされたこの磁気基底状態は，一種のスピ 下におけるSR タイムスペクト
ン液体状態であり，高磁場下の 1/9 磁化プラ ル．(b) Li2Cr3SbO8 の磁気基トーの出現にも関わっていると予想される．
底状態（予想図）．
[1] 石井裕人，他, 日本物理学会 2015 年秋季大会 (18aCG-7)[2] 石井裕人，他, 日本物理学会 2016 年秋季大会 (16aAG-10)

021B
固体物理（磁性、強相関電子系）
PF-BL2A

光電子分光を用いた鉄系超伝導体類似反強磁性体
Ba(Fe1-xCrx)2As2 の電子状態の観測
Photoemission study of the electronic state in
antiferromagnetic Ba(Fe1-xCrx)2As2
輿石佳佑１、小林達也２、堀尾眞史１、鈴木博人１、徐健１、芝田悟朗１、石上啓介１、野中洋亮１、立石廉晟１、小林正起３、堀場弘司３、三橋太一４、組頭広志３、橋本信５、D. Lu５、Z.-X. Shen５、宮坂茂樹２、田島節子２、藤森淳１
１ 東大理、２ 阪大理、３ 高エネ研 PF、４ 東北大理、５ スタンフォード大BaFe2As2のFeをCo, Niなどで置換すると超伝導が発現するが、Ba(Fe1−xCrx)2As2
はCrドープ量の増加に伴いストライプ型の反強磁性が抑制され、x＞0.3でG型
反強磁性を発現する [1]。また、Co置換では電子ドープされMn置換ではホール
キャリアがドープされないことが知られているが、Cr置換ではホールがドープされると考えられてきた。近年Cr置換量の増加に伴い、x～0.09で面内電気伝導度の異方性の符号が反転することが報告された[2]。Ba(Fe1−xCrx)2As2の電子状態を明らかにするために、我々は軟X線を用いた共鳴光電子分光(RPES)および内殻光電子分光、また真空紫外光を用いて角度分解光電子分光（ARPES）の実験を行った。図１(a), (b)にCr L3吸収端近傍でのRPESスペクトルとそれらから得られた部分状態密度を示す。Mnの場合と比較すると、EF直上に状態が存在しておりCr3d電子がより遍歴的であることが分かる。また広いエネルギーで分布しており、Mnの場合[3]と同様に3d電子間のオンサイトでのクーロン相互作用とフント結合が重要な役割を果たしていると結論付けた。異なる組成に対する
ARPESの結果図１(c)では、Cr置換量の増加に伴いバンド分散が低束縛エネルギ
ー方向にシフトし、化学ポテンシャルが変化していることが分かった。

図 1 Ba(Fe1−xCrx)2As2のフェルミエネルギー近傍の電子状態。(a) Cr L3吸収端近傍でのRPESスペクトルとXASスペクトル。(b) 3d電子の部分状態密度。(c) バンド分散の組
成依存性。上図がARPESスペクトル、下図がEDC方向の二回微分。

[1] K. Marty et al., Phys. Rev. B, 83, 060509 (2011).
[2] T. Kobayashi et al., J. Phys. Soc. Jpn., 84, 094707 (2015).
[3] H. Suzuki et al., Phys. Rev. B, 88, 100501(R) (2013).

022B
固体物理（磁性、強相関電子系）
PF-BL2A, PF-BL28A

強相関金属酸化物 SrVO 3 量子井戸における金属-絶縁体転移近傍のフェルミ液体破綻
Breakdown of Fermi Liquid near Metal-Insulator Transitionin Strongly Correlated Oxide SrVO3 Quantum Well
1

KEK-PF, 2 東大院理, 3 東北大院理小林 正起 1, 吉松 公平 1,2, 三橋 太一 1,3, 北村 未歩 1, 坂井 延寿 1,
湯川 龍 1, 簔原 誠人 1, 藤森 淳 2, 堀場 弘司 1, 組頭広志 1,3Mott insulator

MDC Width 6k (EF) (1/Å)[1] K. Yoshimatsu et al., Science 333, 319 (2011).
[2] K. Yoshimatsu et al., Phys. Rev. Lett. 104, 140671 (2010).

QP Weight (arb. units)

近年、強相関伝導性酸化物 SrVO3（SVO）を用いた量子井戸（QW）構造が、新たな低次元量子物性研究の舞台として注目されている[1]。この QW 構造においては SVO 伝導層を薄くしていくことで、6 ML 以下の「擬ギャップ」領域を経て、臨界膜厚 2–3 ML でモット絶縁体に転移することが報告されている[2]。
これまで我々は、その場角度分解光電子分光（in situ ARPES）により、この膜
厚依存の金属-絶縁体転移（MIT）近傍で QW 状態の振る舞いがフェルミ流体
から非フェルミ流体になる結果について報告してきた。今回は、臨界膜厚近傍における ARPES スペクトルについて詳細な解析を行なったので報告する。
図１は、量子数 n = 1 の QW 状態におけるフェルミ波数（kF）での準粒子ピー
ク（QP）強度、及びフェルミ準位での運動量分布曲線（MDC）のピーク幅（Δk）の膜厚依存性を示す。QP 強度に注目すると、その強度が擬ギャップ領域において単調に減少していることが分かる。この変化は、MIT 近傍で電子相関が増大していることを示している。一方で、Δk も MIT 近傍でわずかながら
0.4
Ioffe-Regel limit
増加している。しかしながら、その値
10.3
は、散乱による局在化が起こるヨッフ
ェ-リーゲル極限よりもかなり小さいこ
0.2
6k (EF)とが見てとれる。これらの結果は、
QP weight
0.1
SVO QW 構造における MIT が、主0に電子相関の増大により引き起こさ
1
2
3
4
5
6
7
8
Thickness (ML)れることを示している。講演では、膜厚を薄くすることによる次元性低下 図１. SVO QW 状態（n = 1）における QP 強の影響を考慮して、フェルミ液体破綻 度およびΔk の膜厚依存性。斜線部はヨッフェ-リーゲル極限を示す。
の起源を議論する。

023B
固体物理（磁性、強相関電子系）
TRIUMF／M20µ SR 測定によるマルチフェロイック物質 R Mn 2 O 5 の酸素の磁気秩序観測
Observation of oxygen magnetic ordering in
multiferroic RMn2O5 (R=Y,Eu) by µ SR measurement
石井祐太 1, 木村宏之 1, 佐賀山基 2,岡部博孝 2, 竹下聡史 2, 幸田章弘 2, 門野良典 2
1
東北大多元研, 2KEK 物構研
マルチフェロイック物質 RMn2O5(R=希土類元素)は、強誘電性と反強磁性が共存する物質である。これまで RMn2O5 系における強誘電性の起源は、遷移金属元素である Mn の複雑な磁気秩序に由来するものであると考えられてきた。一方で、近年 RMn2O5(R=Y,Er,Tb)に対して軟 X 線共鳴散乱が酸素 K 端
において行われ、酸素と Mn の軌道混成から酸素のスピン偏極が誘起されていることが明らかになった。更に、酸素の磁気秩序が強誘電性に寄与している可能性も主張されている[1]。しかしながら、共鳴散乱では磁気構造因子として酸素の磁性を観測しており、酸素の局所磁気モーメントを直接観測している
わけではい。本研究では、希土類元素が非磁性である RMn2O5(R=Y,Eu)に対して、µSR 測定により酸素の局所磁性を直接観測することを試みた。
図 1(a)(b)(c)は、それぞれ YMn2O5 の誘電磁気相図と電気分極、µSR 測定により得られたミュオン歳差周波数の温度依存性を示している。YMn2O5 では、T~44K にて反強磁性相転移が、T~40Kと T~18K のそれぞれにおいては強誘電相転移と反強磁性相転移が同時に起こる こ と が 知 ら れ て い る 。 図 1(c) よ り 、
T~44K では反強磁性相転移と同時に、
f1(●)と f2(■)で示した周波数が現れる。更に温度を下げると、CM 相である T~26K
から f3(▼)で示した別の周波数が現れることが判明した。現在、中性子実験により報告されている磁気構造に基づいた第一原理計算を行い、これらの周波数に対応する内部磁場の起源の推定を行っている。
講演では、EuMn2O5 も含めて詳細な実験
結果と第一原理計算を用いた内部磁場解析の結果を報告する。
図 1. (a) YM n 2 O 5 の 誘 電 (上 段 )・ 磁 気[1] S. Partzsch, et al., Pays. Rev. Lett. 107, 057201 (2011).

(下 段 )相 図 、(b)電 気 分 極 の 温 度 依 存 性 。

[2] H. Kimura, et al., J. Phys. Soc. Jon. 76, 074706 (2007).

(c)ミ ュ オ ン 歳 差 周 波 数 の 温 度 依 存 性 。

024B
固体物理（磁性、強相関電子系）

       ¢  ¦ f8Ùàãéêèêb*tC"ëªµ¡ì¤¸µ¡ Ú[`ªµ¯ªµ±º®¹»·®¸³ªºº±¬® ëªµ¡ì¤¸µ¡ studied
by resonant x-ray scattering'm¿|U)r¿)m ¿>K¿)UL ¿N/  OD[¿@!* ¿R[ ¤¿Se[ *WÙ 3ÚOsæ_(ÌÐÒ:oOsyVÇXçÙlåäÕÃãÀé
êèêb*tC"ªµ¡´¤¸µ¡´ ´¤´¾Û¿ªµ¡¡ µ ×¤¸µ¡ ¤¡ µ Ú 3Úx=_(Dwæ ãË×Ö¿*WÙ µ Ú
9P5æ0ÖÈãb×ÍÕJYÌäÕÃãÀ ÅÜ¿¤¸¥±¡¤¥¡AÙ nÌäÒ ´¤´ ÖÛ¿_(= ´ Ù #ÐÏ¿.\2dg ×ØãË×ÇÌäÕÃãÀ¨© ËËÖ ¡ ¤¡ Û¿×ÞÙ Ö.\2dgÖÂâ¿ËÚ  ZÚQÛi;ÖÛØÃÀÌáÙ¿ª³¡¤¸³¥ª¡¤¥AæTÃÒ ´¤´ ÖÛ¿_(= ´ Ç!ÈÃ<Ù  ZÇQÎãÞÚÚ¿&ÌØîÚ<Ù.\2dg ÇQÎãË×¿ÌáÙ ËÚZ
Ç\ Ùàâ+!Ø\H76Bæ]ÎË×ÇÌäÒÀ¨© ËÚàÄÙ µ 9DwßAÙàãFÝæ0ÎãË×Ö¿EÁØ{"^,ZÚQÇÌäÕÃãÀÍÆÍØÇá¿ nÌäÒ*tC"Ú µ 9P5ß
ÑÚ\HDwæI$ÎãË×ÛjÙzÍÃÀ ËÚqIa×ÍÕuíf8ÇJYÌäÕÃãÀuíf}ÖÛ¿µ Ú ®­¯® ÖÚíf8ÇlÅ¿®­¯® ÖÛpMÚzÍÃ\Hæ¿GvW.Ã×ÍÕpM?
ãÓÊÖØÉ¿µ Ú{"P5æ4-kÉpMÎãË×ÇhÖÂãÀ¨© ÑËÖ¿+!\H76Bæ]ÎË×ÖJYÌäÕÃã ¤¤¥ æ1ÙlÔÒíf8Ú%~cBæÎãÀ¨©¥¶±­ª®ºª³¢°½¹£®¼  ª²ª¶®ºª³¢°½¹¤¶¬·µ ¨©§ª´ª­ª®ºª³¢°½¹£®¼ ¨©»«¶ºª®ºª³·µ··³¢°½¹
 ª²ª¶®ºª³¢°½¹£®¼

025B
固体物理（磁性、強相関電子系）
KEK PF BL-7C

X 線ラマン散乱による CaCu3Ti4O12 の電子構造の研究 VElectronic Structure Study of CaCu3Ti4O12 by means of
X-ray Raman Scattering.V
西山賢司郎,1 中本星也,1 任皓駿,1
渡辺孝夫,2 野沢俊介,3 中島伸夫,4 岩住俊明、1 手塚泰久,
1
弘前大院理工,2KEK-PF,3 広島大院理,4 大阪府大院工1

CaCu3Ti4O12(以下 CCTO)は、室温で～104 と巨大な誘電率を示している物質であるが、100K 以下で構造相転移を伴わず誘電率が約 1/100 になることが報告されている[1]。しかし、これらの誘電率異常の本質は未だ明らかになっていない。本研究では、X 線ラマン散乱(XRS)を用いて、CCTO の電子構造の研究を行った。実験は、KEK PF BL-7C に X 線発光分光器(ESCARGOT)を設置し、78K～室温の温度範囲で行った。
Fig.１は、室温(RT)と 78K での共鳴 XRS の結果である。Ti K 吸収端の Ti 3d 構造直下の励起エネルギー（hν=4965.4eV）で測定した。これまでの XRS 研究結果
から、P1-P4 は Ti2p→3d 励起、P5-P7 は Ti 2p→4p 励
Fig1:Ti K 共鳴 XRS起による散乱であることがわかっている[2]。P1-P4 の 4
温度依存
つのピークはスピン軌道分裂と配位子場分裂に起因している。RT と 78K の比較から、4p 構造が温度変化しない一方で、低温で 3d 構造が弱くなる。これらの結果
は、低温における Ti 3d 状態の変化を示唆している。
Fig.2 は、電場方向が[100]方向の時を φ=0°とし、方位角 φ を 0°から 45°に変化させたときのピーク強度の変化をプロットしたものである。ここでのラマンスペクト
ルは非占有状態密度を反映しているので、この結果は Ti 3d 状態密度が φ=0°の方が少ないことを示唆している。[100]方向（O 方向）での Ti3d 状態密度の減少は Fig.2：Ti K 共鳴 XRS
方位角依存
Ti-O 間の共有結合性により Ti 3d 電子が O 側に移動したものと考える。
本研究で観測された Ti K 共鳴スペクトルの温度、角度変化は、低温での異常な誘電率変化と関連しているものと考えられる。
[1] A.P. Ramirez, et al., Solid State Commun., 115, 217 (2000).
[2] Y.Tezuka, et al., J. Phys.Soc. Jpn. 83 (2014) 014707.
[3] 手塚他、第 4 回物構研サイエンスフェスタ 186 (2016)

the results with those of YMn2 O5 .
026B

2. 固体物理（磁性、強相関電子系）
Preliminary Details of the RMn2 O5 System
RMn2 O5 (R = rare earth, Bi, and Y) is orthorhombic
PF-BL4C、JRR3 atroom temperature
with theRMn
Pbam
space group, which
磁気空間群を用いた
2 O 5 の磁気構造解析
4þaMagnetic
structure
analysisof RMn2Oconnecting
O6 octahedra
contains
edge-sharedMn
5 based on along
magnetic
group linking with two
O5 pyramids
the c-axis and pairsof Mn3þspace
21)
4þ
3þ
In
this
material,
the
Mn
,
Mn
, and
Mn4þ O6 chains.
野田幸男、木村宏之、鎌田陽一、堀尾哲、藤山聖
rare earth R3þ ions have
unpaired electrons, which are
東北大多元研responsible for the complex magnetism. Figure 1 show the
磁気構造解析には秩序変数の磁気伝搬ベクトル q M の小群における規約
crystalstructure of RMn2 O5 projected on the ab- and bc表現から求める方法と磁気空間群から求める方法がある。最近になり、国際
planes.
It is seen that there are many magnetic interactions
結晶学連合(IUCr)から磁気空間群の本が刊行され、磁気空間群の使用が簡便に行えるようになった。そこで、マルチフェロイック物質である
RMn24þ
O5 の磁
path,
betweenneighboring spins through the Mn4þ –Mn
気構造を磁気空間群から考え直してみる。現在手がけているのは、YMn
O
2 5 と 4þ3þ
4þ
–O–Mn4þ , Mn3þ –O–Mn
,
and
Mn
–O–Mn
andEuMn
MnO3þである。結晶に関する対称性はPF-BL4C での測定、磁気反射強度
2 5bonds.
These
system highlyの測定は
JRR3competingの FONDER と interactions
KAERI-HANAROmakeの FCD theによるものである。
磁気空間群のテーブルはOG セッティングという物で表記されており、磁気frustrated,giving various
magnetic ordered phases with a
秩序相の結晶空間群に時間反転の対称操作が施されて作られている。そのlongmodulation wavelength.
ために、磁気秩序化した温度圧力での化学的単位胞とその空間群の情報がsuccessive magnetic and dielectric phase
RMn
必要になる。YMn
2 O5 shows
2O5 では図に示した複雑な磁気転移と誘電転移を行う。ここでは、(FE,CM)とかいた強誘電相(Ps//b)で磁気的な整合相(qM=(1/2,0,1/4))をtransitions.
Although the magnetic and dielectricphase
対象とする。論理的には、磁気秩序変数 QM と磁歪の変調秩序変数 u の相互
diagrams
as functions
temperatureq arevery complex and
作用で最低限の次数はQM2uofなので変調磁歪は
L=(0, 0, 1/2)となるはずであchangedependingon thevarietyof R3þ ions, they share theる。PF-BL4Cの測定では、q
L=2q
M に非常に弱いながら超格子反射が測定され、(FE,CM)相では
a0 x bthe
0 x 2c0 の単位胞となっていた。高温相の空間群
commonfeature thatmagnetic
and dielectric transitions
P21/b21/a2/m で Ps//b とすると a-glide が消滅するので、空間群は a0 x b0 x
occur
concomitantly.
The phase diagrams
YMn
2 O5 ,
2c0 の単位胞でPb21m となるはずである。これはSPring-8 の for
BL02B1で確認されている。これだけの条件が整うと磁気空間群は
NO26.8.175(a0 Thex
in PFig.
HoMn
Bb21m2.
2 O5 , and ErMn2 O5 are summarized
b0 x 2c軸、b 軸共に c to0) と決まる。
upper
andlower この磁気空間群では、磁気モーメントはpanels for each compound acorrespond
軸方向に進むサイクロイド構造となり、位相の原点も対称性から決まる。また、
the磁気モーメントにより誘起される電気分極もdielectric and magnetic phase
diagrams,
respectively.
Ps//bは強的に Ps//aは反強的になる。決めるべき磁気モーメントの成分は個から 12個になったがR 因子
Detailsof these phase diagrams48have
alreadybeen
pubはほとんど同じであった。同様の議論は EuMn2O5 の q M=(1/2, 0, 1/3)の相とq M=(1/2, 0, 1/2)の相でも行うことが出来た。

TC2
Dielectric
Magnetic

X (PE, FE, AFE?)
LT-2DICM
X

TC1
FE

weak
FE?

CM

HT1DICM
ICM

FE(R = Y)

we
cry
me
per
ins
Th
at
sam
and

4.1

T (K)

PE
HT-

3.

4.

PE
PM

tem
ma
Ho
the
me
ele
R=
es.
ph
ph
ide
ma
po
als
(i.e
sys
ph

(R = Ho)

YM
ErM

027B
固体物理（磁性、強相関電子系）
BL28A

角度分解光電子分光で観測した PrFeAsO1-y の超伝導ギャップ
Superconducting gap of PrFeAsO1-yrevealed by angle-resolved photoemission spectroscopy
1 東大理、2 総合科学研究機構、3 原子力機構、4 産総研
5 分子研 UVSOR、6 高エ研 PF、7 京大人環

萩原健太 1、堀尾眞史 1、輿石佳佑 1、中田勝 1、石角元志 2,3,4、
石田茂之 4、永崎洋 4、社本真一 3、出田真一郎 5、田中清尚 5、小野寛太 6、組頭広志 6、吉田鉄平 7、藤森淳 11111 系鉄砒素超伝導体である PrFeAsO1-y は酸素欠陥により電子がドープされ、超伝導が発現することが知られているが、へき開面が極性表面であることから、角度分解光電子分光（ARPES）で観測される表面のドーピング濃度はバルクと大きく異なる。我々はこの表面状態を詳細に調べるため、ARPES 用いて PrFeAsO1-y のフェルミ面マッピングと超伝導ギ
ャップの温度依存測定を行い、。Г 点を中心とする大きなホール型フェルミ面と、表面で大量のホールがドープされていることが示された。これは過去の 1111 系の ARPES の報告[1,2]と一致する。Tc≈24K の試料での超伝導ギャップの温度依存測定の結果を図 2 に示す。バルクの Tc より高いT ≈ 40 K までギャップが開いていることがわかり、表面が近接効果で超伝導となっていてさらに Tc 以上で擬ギャップが開いているか、バルクよりも Tc の高い超伝導転移温度が表面で実現していると考えられる。
[1] I.Nishi et al., Phys. Rev. B
84, 014504 (2011)[2] A.Charnukha et al., Sci.Rep.
5, 103

図 1 PrFeAsO1-y のフェルミ面

図 2 PrFeAsO1-y の超伝導ギャップの温度依存
図 1 の Cut1 での対称化した EDC

028B
固体物理（磁性、強相関電子系）
2015MP002, MLF-BL12

鉄の二本脚梯子格子を持つ BaFe2Se3 に対する非弾性中性子散乱実験
Inelastic neutron scattering measurements for
two-leg ladder compound BaFe2Se3
羽合孝文 A, 南部雄亮 B, 大串研也 C, B. WinnD, V. O. GarleaD, M.
Graves-BrookD, I. ZaliznyakD, 伊藤晋一 A, 横尾哲也 A, 佐藤卓 E
KEKA, 東北大金研 B, 東北大理 C, ORNLD, 東北大多元研 E

鉄系梯子型化合物 AFe2X3 (A = K, Rb, Cs, Ba; X = S, Se)は、頂点共有
する FeX4 (X = S, Se)四面体構造を持ち、鉄原子が擬一次元の二本脚梯子
格子を形成する物質である。加えて、この梯子型鉄系化合物は鉄系超伝導体にみられるような磁気構造を取ることが知られており[1,2]、鉄系超伝導体の低次元アナロジーとして近年注目を集めている。その中でもBaFe2Se3 は鉄系超伝導体の 245 系で確認される√5 x √5 型と呼ばれる、秩序的な Fe 欠損を持つ相に見られるブロック型磁気構造[3]と類似したユニークな反強磁性的磁気構造を持つ。
低次元的な結晶構造においてブロック型
磁気構造がどのような起源をもつのかを明らかにするため、今回我々は BaFe2Se3の単結晶に対して ORNL SNS の BL-14B
HYSPEC 及び J-PARC の BL12 HRC を用いて非弾性中性子散乱を行った。梯子の脚方向の中性子非弾性スペクトルを図 1に示す。磁気波数(1/2 1/2 1/2)に対応する
逆格子点周りに磁気励起が確認された。40
meV を超えるエネルギーまで励起が存在し、鉄系超伝導体に匹敵する強い交換相互作用の存在が示唆される。また、磁気励起の異方性も確認され、磁気的な低次元性
図 1:BaFe2Se3 の T = 5 K における中も確認できた。詳細については当日報告
性非弾性散乱スペクトル。H は全て、Lについては 1/2 周りで積分。
する。
[1] Y. Nambu, et al., Phys. Rev. B, 85 (2012) 64413.
[2] H. Takahashi, et al., Nat. Mater. 14 (2015) 1008.
[3] F. Ye, et al., Phys. Rev. Lett. 107 (2011) 137003.

K = 1/2, 3/2, 5/2 に磁気励起が確認できた。 K = 4 付近にはフォノンの励起がみられる。

029B
固体物理（磁性、強相関電子系）

PF-BL3A

円偏光 X 線の電荷・磁気散乱の干渉を用いた
YFeO3 における DM ベクトルの符号決定
Determination of the sign of DM vectors in YFeO3 bymeasuring the interference between charge andmagnetic scattering of circularly polarized X-ray
徳村謙祐 1、松浦慧介 1、阿部伸行 1、徳永祐介 1、有馬孝尚 1、佐賀山基 2
1 東大新領域、2 KEK 物構研
YFeO3 は GdFeO3 型に歪んだ斜方晶ペロブスカイト型構造を持ち、空間群はである。Y3+ は非磁性イオンであり、YFeO3 の磁性は Fe3+ のスピン( =5/2)が担っている。
YFeO3 は ～650 K 以下で図１に示すような∥ の弱強磁性体である[1]。しかし、 > 0の場合に限定したとしてもその磁気構造には二通りの可能性があり(図１)、これらは DM ベク
トルの 軸方向成分の符号に対応している。
Dmitrienko ら[2]は、FeBO3 の DM ベクトルの符> 0の時に考えら
号決定に共鳴散乱と磁気散乱の干渉を用いた。 図１
れる二通りの磁気構造
今回は非共鳴散乱で、電荷散乱と磁気散乱の干渉 [3,4]を円 偏光 X 線で観察する方法で
YFeO3 の DM ベクトルの符号決定を試みた。
我々は YFeO3 単結晶を FZ 法により育成し、
PF-BL3A にて円偏光 X 線回折実験を行った。
磁場を[101]方向に±１ T 印加することによって磁気ドメインを揃え、移相子の散乱角θ PR を変化させて入射 X 線の偏光状態を操作しながら(141)反射の強度変化を測定した。
図２に = 210 K の実験結果を示す。(b)のθPR=-11.37∘,-11.32∘付近のピークで円偏光の入射 X 線が得られている。(b)のように、磁場の正負により反射強度の偏光依存性が反転する
結果が得られた。この情報に基づいて、DM ベ
クトルの符号を決定することが可能である。
[1]R. L. White, J. Appl. Phys. 40, 3 (1969).
[2]V. E. Dmitrienko, et al., Nat. Phys. 10, 202-206 (2014).
[3]M. Blume, J. Appl. Phys. 57, 3615 (1985).
[4]M. Blume and D. Gibbs, Phys. Rev. B. 37, 1779 (1988).

図２ (a)測定された回折光強度と(b)その強度差

030B
固体物理（磁性、強相関電子系）
J-PARC/MLF BL15(TAIKAN)

磁気スキルミオン物質 Cu 2 OSeO 3 の一軸応力下中性子小角散乱
Small-angle neutron scattering under uniaxial stresson a magnetic skyrmion compound Cu2OSeO3
中島多朗 1，Victor Ukleev1，大石一城 2，関真一郎 1，
加倉井和久 1,2，十倉好紀 1,3，有馬孝尚 1,4
1 理研 CEMS, 2 CROSS, 3 東大工, 4 東大新領域
磁気スキルミオンは長周期らせん磁性体において現れるナノメートルオーダ
ーの渦状スピン構造である [1]．図１にその典型的なスピン配列を示す．この渦状構造が持つトポロジーによって一つのスキルミオンが粒子としての安定性を示し，さらにそれが電流や熱勾配などの外部刺激によって制御可能であることから，基礎研究の観点のみならず，メモリデバイスへの応用も含めて多方面から注目を集めている [2]．近年我々は、この磁気スキルミオンが電流や磁場だけでなく，異方的な応力によっても制御可能であることを見いだし，代表的なスキルミオン物質である金属磁性体 MnSi を用いて J-PARC/MLF の
BL15(TAIKAN)で一軸応力下の中性子小角散乱実験を行った．その結果，ス
キルミオン相に対応する磁気反射の一軸応力変化を直接観測することに成功した [3]．本研究では、この手法を絶縁体スキルミオン物質 Cu2OSeO3 に適用
し，TAIKAN において一軸応力下中性子小角散乱実験を行った．その結果、磁場と垂直方向に加えた一軸応力によって磁気スキルミオン相の領域が拡大することを見いだした．また，磁場と一軸応
力を同時に加えて試料を冷却することにより，準安定スキルミオン状態が実現し，それが転移温度近傍のみで現れる熱平衡スキルミ
オン相の範囲を大きく超えて低温まで広がっていることを明らかにした．
当日は、これらの実験結果に加え、MLF の
横磁場 4T マグネットと組み合わせて使用した自作の一軸応力スティックの設計について，及びそれを用いた実験の実際についても 図 1: 典型的なスキルミオンのスピン配列．(Ref. 3 より抜粋)
紹介する予定である．
[1] S. Muhlbauer et al. Science 323, 915 (2009).
[2] N. Nagaosa and Y. Tokura, Nat. Nanotech. 8, 899 (2013)[3] Y. Nii and T. Nakajima et al. Nat. Commun. 6, 8539 (2015).

031B
固体物理（磁性、強相関電子系）

PF BL-3A

CTR 散乱強度データからのペロブスカイト酸化物超薄膜構造モデルの構築手法と解の精度の評価
Construction and evaluation of structural models
derived from CTR scattering data
穴田壮人、中西(大野)義典 1、岡田真人 2、木村剛、若林裕助
阪大基礎工、東大総合文化 1、東大新領域 2

Displacement(Å)

ペロブスカイト型遷移金属酸化物を用いた界面エンジニアリングにより、多機能なデバイス素子の開発が期待されている[1]。ヘテロ界面の構造制御や機能特性の解明には、その界面の詳細な構造情報が欠かせない。
CTR 散乱法は、非破壊的に界面の構造情報を得ることのできる手法であるが、構造モデルの自由度の高さにより、モデル構築に多大な労力と時間を要してきた。
以前より我々は、CTR 散乱法による半自動的な解析手法として、リバー
スモンテカルロ(RMC)法を適用し、直接的な構造モデルの構築を行ってきた。RMC 法を用いて LaAlO3/SrTiO3 ヘテロ構造から得たデータ[2]の解析を行ったところ、実験データを再現するモデルを迅速に構築することに成功している。
酸化物界面における物性の起源の評価には、10pm の空間分解能が要求される。実験で生じるノイズの下で、RMC 法で得られた解がこれだけの精度を持つか評価するため、事後
1.0
A
0.8
確率推定法による構造パラメータ
B
InterfaceO1
0.6
O2の確率分布の推定を試みた。ポア
0.4
ソンノイズ、ガウスノイズといった
0.2
0.0
様々な計測モデルを適用した RMC-0.2
サンプリングを行ったところ、強度-0.4に比例する大きさを持つ系統的な
-0.6
-0.8
ガウスノイズ を仮定した場合に、-1.00.01Å程度の高い精度の解析が達
0
2
4
6
8
10
12
Z(u.c)
成されることが判明した。
図 基板格子からの原子変位
Reference[1] K. Yoshimatsu et al .,Science 333, 319 (2011).
[2] R. Yamamoto et al., Phys. Rev. Lett 107, 036104 (2011).

032B
固体物理（磁性、強相関電子系）
PF-BL14A

KCuF3 における短距離相関と Cu2+のホール軌道の観測
Observation of short range correlation andhole-orbital of Cu2+ in KCuF3
坂倉輝俊 1、佐藤直毅 1、村越洋介 1、木村宏之 1、高橋美和子 2、岸本俊二 3
1 東北大多元研、2 筑波大、３ KEK結晶を構成するモザイク結晶粒や構造乱れの空間的な大きさと X 線の干渉
領域の大きさの大小により X 線回折で得られる結晶構造の情報は一般には異なる。干渉領域のより大きな新光源では、結晶の単位胞レベルでの対称性や電子密度の情報だけでなく、特定の副格子の構造乱れなど、結晶全体としての対称性や構造の情報も今まで以上に明瞭に観測できると期待される。本講演では KCuF3 の結晶構造のミクロンオーダー以下での乱れを BL14A で観測した結果について報告する。
KCuF3 はペロフスカイト型構造を持ち、協力的ヤーン・テラー効果により CuF6八面体が直方歪を有する。この直方歪の伝播した ab 面のレイヤーを c 軸方向に積層するパターンには 2 種が確認されており、このレイヤーの上下を反転しないものを表、反転したものを裏として定義すると、表と裏を交互に積層したものは a-type (I4/mcm)、表ないしは裏だけを積層したものは d-type (P4/mbm)と定義されている[1]。我々の試料は格子定数から専ら a-type である事が確認された。しかしながら、ab 面内で Cu-F ボンドを作る F を F2 サイト、c 軸方向に連なる Cu-F ボンドを形成する F を F1 サイトと定義すると、F2 サイト近傍に（A）d-type の若干の混在、ないしは（B）c 軸方向を上下反転した a-type の若干の混在、に由来した電子密度が確認された。また、F2 サイトのみが回折強度に寄与する l=2n+1 の反射でのみ、顕著な散漫散乱が観測されると共に、これらの反射は 4 回対称を破る強度ばらつきを示した。その他の計測結果も踏まえた結果、
c 軸方向への積層不整等により（B）のモデルが実現していると判断された。図 1には散漫散乱が顕著な(1,2,1)反射のピークプロファイルを示す。また、このような
merohedral twin を形成した結晶でのホール軌道の観測にも成功した。
これからの結晶構造解析は、電子密度レベルからモザイク分布等に至るまでの幅広いスケールを統合的に解析する時代を迎える筈である。
[1] A. Okazaki, J. Phys. Soc. Jpn. 26(1969), 870; 27 (1969), 518

033B
固体物理（磁性、強相関電子系）
PF-BL14A

単結晶 X 線回折法による T’型銅酸化物超伝導体母物質
RE2CuO4+δ (RE = Nd, Pr)の還元アニール効果の研究
Study of reduction effect on the crystal structure ofT’- RE2CuO4+δ (RE = Nd, Pr)
by single crystal X-ray diffraction
御手洗誠 1, 2、坂倉輝俊 2、木村宏之 2、浅野駿 1, 3、堤健之 1, 3、藤田全基 3、鬼柳亮嗣 4、岸本俊二 51 東北大院理、2 東北大多元研、3 東北大金研、4 原科研 J-PARC、5 KEK 物構研
T’型銅酸化物超伝導体は、as-grown 試料を還元アニールすることで、はじめて超伝導特性を発現する。しかしながらその還元アニールにおける構造変化は依然として未解明であり、以下のように諸説がある。先ず、還元により Cu
上下に存在する頂点酸素が引き抜かれる[1]というもの。次に、還元により異種の構造 RE2O3 が析出する事から[2,3]、これが as-grown 結晶に存在する Cu
欠損を補償するというもの[3]である。このような背景から、我々は単結晶精密
X 線構造解析を用い還元前後での構造変化の解明に取り組んでいる。
我々は、これまでに T’型銅酸化物超伝導体母物質である Pr2CuO4+δ (以下PCO)の還元アニール前後の構造変化を調べており、as-grown 状態には 2 種の PrO ブロック層が共存しているが、還元アニール後には単一相になっていることを明らかにしている。また、これに連動して Pr2O3 が析出し、Cu の欠損も補償されることも確認している。しかしながら、このような傾向が PCO にのみ見られる構造変化なのか T’型銅酸化物超伝導体母物質一般に見られる傾向なのかは確認の必要があった。このような背景から、今回は Nd2CuO4+δ (以下NCO)について、同様の調査を行った。
NCO は、アニール温度と構造変化との関係性を調べるため、いくつかの温度(750℃、850℃、900℃)でアニールしたものを用いた。測定には、東北大学
多元研の木村研究室と、KEK-PF の BL14A にある 4 軸回折計を用いた。
NCO の as-grown 試料では、PCO に見られたような REO ブロック層の二相共存はほぼ起きておらず、as-grown 状態における単位胞の不均一さはRE の種類に依存した特性だと分かった。しかしながら、還元によってより均一になる傾向や、還元前後における RE の z 座標変化の傾向は共通しており、還元アニールの本質的な効果であると考えられる。また Nd2O3 からのブラッグ反射は、750℃では観測されなかったが 850℃では確認できた。
[1] P. G. Radaelli et al., Phys. Rev. B 49, 15322-15326, (1994).
[2] H. Kimura et al., J. Phys. Soc. Jpn. 74, 2282-2286, (2005).
[3] H. J. Kang et al., Nature Mat. 6, 224 (2007).

034B
固体物理（磁性、強相関電子系）

       ®­¨¦μ²± ÚãÖ  S*÷ĀĎn ±¸¥Ä®¿¯ Þ
fT%7Z@Û÷ĀĎúîýąò÷
Magnetic ground state and spin dynamics in
one-dimensional quantum spin system ±¸¥Ä®¿¯
studied by μ²±


UOq*Ç 0,Ç 5`l-Ç¦¼Ã·°ÄÂÀ¼Ã·²·Á¼Ç±¹Ã¾¿£Â¼»Ç
²Ä¾ºÅ¿¾´¿¿¾Ç VÇ 2S«°£±¥®­¨Ç P)^Ç¬§¬ª®²²Ç ^ehøÇ)^Ç #ñùĊûò)*÷ĀĎn ±¸¥Ä®¿¯ ßÇ÷ĀĎ  Ï  Söóôóí:AÒÇ
9f>cÜMEd _ « Û9f>cÜSEd _ « ÝæèÇ÷
ĀĎāĉ÷üČĐõĈĎÞ+$ÏN;ÑêéY~ÚÊé µ¶È«« Þ íåÛÝÇÐÞnÞfT%7Z@ßÇFÜ÷ĀĎ ÚÊéÐÛÏ^|ek
Îç?ÑêÙËé µ¶ÈâÖMÇ³ j8Þf'íÓéÐÛÝæè9{>Ïb]ÓéÐÛå&ÑêÙËéµ¶ÈBÉßÇ±¸¥Ä®¿¯ ÞfT%
7Z@Û÷ĀĎúîýąò÷íKçÎÝÓéÖäÇÆ²± X.ít×ÖÈ/ß «°£±¥®­¨ ÞąćðĎÿĐĆĉîĎ ¦ Íæà^e±£­ ąćðĎIyÞ °¿ÁÃ í_ËÙ/IÒÇ¬ Îç ¬ âÚÞX.m!ÝÍËÙfT
i6ígÓL÷ĄòüċÞ(ßwXÑçÜÎ×ÖÐÛíÇ &ÒÖÈÕÞ<ÇÑçÝzÒËxQíäÖÛÐëÇ¬ ÚąćðĎ÷ĀĎo\Ûf'
3ÞHÏìÔÎÝïĎþĎ÷ÑêÇÕÞ
W8 +>ßf'ÚãçêéTRÞJÞáéâËÝ ÒÙËéÐÛÏìÎ×
ÖÈf'ÚßRßÐçÜËÏÇr>ÛÒÙÇ1CcÝßsď÷ĀĎÞ çÎ
Þa4ÏÊèÇÕêí=vcăčĐĂÝæè
DÌÖÐÛÏpÌçêéÈbuÚßÇúîýą
ò÷ÞW8(ÝØËÙå}|ÓéÈpG[µ¶®©·Â¹¹Ã·½°±¤ 
µ¶³³¿¾¹º·Å·¹Ã·½«°²«¡¢¡¢¢µ¶´´·ÂÄ¼¹Ã·½«£° ¦¢"đf'3àąćðĎ
÷ĀĎo\ÞW8 +>ÈÈ035B
固体物理（磁性、強相関電子系）
MLF-D1

過剰に還元された電子ドープ型 T’銅酸化物超伝導体
Pr1.3-xLa0.7CexCuO4+δ（x = 0.10）におけるCu スピン相関と超伝導
Cu-Spin Correlation and Superconductivity in the
Excessively Reduced Electron-Doped High-Tc
T’-Cuprate Pr1.3-xLa0.7CexCuO4+δ (x = 0.10)
足立匡 1、洲村拓哉 1、石本奨 1、桑原英樹 1、倉嶋晃士 2、小池洋二 2
渡邊功雄 3、宮崎正範 4、幸田章宏 5、門野良典 5
1 上智大学理工学部、2 東北大学大学院工学研究科
3 理研仁科センター、4 室蘭工業大学大学院工学研究科
5 KEK 物質構造科学研究所
近年，T’構造を有する電子ドープ型銅酸化物超伝導体において，試料中に含まれる過剰酸素を適切に取り除くことで，母物質を含む幅広いキャリア濃度
領域で超伝導が発現すると報告され，注目を集めている[1,2]。我々は，この系における超伝導の発現機構を明らかにするために，適切に還元した T’型のPr2-x-yLayCexCuO4+δ（x = 0.05 – 0.20, y = 0.7, 1.0）の単結晶を用いて，ホール抵抗率やミュオンスピン緩和（μSR）などの測定から電子状態を議論してきた[3-5]。今回は，より還元した試料の Cu スピン相関について調べるために，様々な還元を行った x = 0.10, y = 0.7 の単結晶を用いて μSR の測定を行った。
x = 0.10, y = 0.7 に対して，単結晶を同組成の粉末で覆って還元するプロテ
クトアニール[3,4]した試料に，低温アニールとダイナミックアニール[6]を加えると，これまでで最高の Tc ＝ 29 K の試料が得られ，また，さらに還元するとTc が低下した過剰還元試料を作製することができた。μSR の測定から，より還元すると Cu スピン相関の発達が弱くなるが，Tc が高い試料でも低温で Cu
スピン相関がある程度発達することがわかった。このことから，T’型銅酸化物
における超伝導の発現には Cu スピン相関が関わっている可能性が高いと言える。これらの結果は，我々が提案している強い電子相関に基づく電子構造
モデル[3,4]で説明できる。
[1] O. Matsumoto et al., Physica C 469, 924 (2009).
[2] T. Takamatsu et al., Appl. Phys. Express 5, 073101 (2012).
[3] T. Adachi et al., J. Phys. Soc. Jpn. 82, 063713 (2013).
[4] T. Adachi et al., J. Phys. Soc. Jpn. 85, 114716 (2016).
[5] M. A. Baqiya et al., to be submitted.
[6] Y.-L. Wnag et al., Phys. Rev. B 80, 094513 (2009).

036B
固体物理（磁性、強相関電子系）
RIKEN-RALSR からみたノンドープ銅酸化物超伝導体T'-La1.8Eu0.2CuO4 の電子状態
SR study of the electronic state in the undoped cuprate
superconductor T'-La1.8Eu0.2CuO4
川股隆行 1，大橋幸記 1，高松智寿 1，足立匡 2，渡邊功雄 3，加藤雅恒 1，
小池洋二 1
1 東北大学大学院工学研究科，2 上智大学理工学部，
3 理研仁科センター
T'構造を持つ銅酸化物超伝導体 RE2CuO4(RE：希土類)の薄膜試料において、還元処理により過剰酸素を適切に除去すると、キャリアドープなしでも超伝導が発現することが報告され[1]、現在、そのノンドープ超伝導体の電子状態と超伝導発現機構の解明が望まれている。我々は、ノンドープで超伝導を示す T'-La1.8Eu0.2CuO4 の粉末バルク試料[2,3]を使って研究を進めている[4,5]。
その結果、電荷移動ギャップがつぶれて Cu3dx2-y2 の上部ハバードバンドとO2p バンドがオーバーラップした電子相関が強い電子構造モデル[6]が妥当であり、スピンゆらぎを介した d 波超伝導が発現している可能性が高いことがわかった。今年度は、不純物置換を施した T'-La1.8Eu0.2Cu1-yMyO4 (M = Ni, Zn; y= 0, 0.005, 0.01)についてミュオンスピン緩和実験を行った。
T'-La1.8Eu0.2Cu1-yMyO4 における 1.5 K のアシンメトリーから、どの試料においても磁気秩序が発達し、その体積分率がほとんど同じであることがわかった。
さらに、スペクトルの緩和の温度変化を見ると、磁性不純物 Ni を 1%置換した
試料では非置換試料よりも高温から、非磁性不純物 Zn を 1%置換した試料では非置換試料よりも低温から磁気相関が発達していることがわかった。これらの結果は、過剰酸素周りに発達している磁気秩序の不純物効果を反映しており、この磁気秩序が最隣接の交換相互作用によって発達している局在スピン系の磁気秩序であること、また、1%程度の Ni や Zn 置換は磁気秩序領域の拡大には効かないことを示している。この結果も、電子相関が強い電子構造モデル[6]を支持している。
参考文献[1] O. Matusmoto et al., Physica C 469, 924 (2009).
[2] T. Takamatsu et al., Appl. Phys. Express 5, 073101 (2012).
[3] T. Takamatsu et al., Phys. Procedia 58, 46 (2014).
[4] K. Ohashi et al., J. Phys. Soc. Jpn. 85, 093703 (2016).
[5] T. Adachi et al., J. Phys. Soc. Jpn. 85, 114716 (2016).
[6] T. Adachi et al., J. Phys. Soc. Jpn. 82, 063713 (2013).

037B
固体物理（磁性、強相関電子系）

絶縁体スピントロニクス基盤物質 Y3Fe5O12 の磁気励起
Magnetic excitations of the ferrimagnetic Y3Fe5O12-A fundamental material for insulator spintronics沖野友貴１、南部雄亮 2、加倉井和久 3、John M. Tranquada4、Barry Winn5、Melissa Graves-Brook5、矢野真一郎 6,7、Jason Gardner, 6,7、
吉川貴史 1、塩見雄毅 2,8、齊藤英治 2,8,9、藤田全基 2
1 東北大院理、2 東北大金研、3 CROSS、4 BNL、
5 ORNL、6 ANSTO、7 NSRRC、8 ERATO、9 東北大 WPI
スピンゼーベック効果 (Spin Seebeck Effect, SSE) は、強磁性金属と常磁性金属薄膜を接合した系に温度勾配を印加することで、接合界面にスピン流が生成される現象である[1]。SSE は磁性絶縁体である Y3Fe5O12 (Yttrium Iron
Garnet, YIG) を用いても発現することが明らかとなっている[2]。YIG は絶縁体であるため、純粋な SSE の測定が可能であることや、絶縁体を用いた熱電発電技術開発の側面からも注目されている。
SSE は磁化のような静的磁性だけでなく、動的磁性とも関連している。YIGの磁気励起はスピン波でよく記述できることが知られている。Pt/YIG 接合系における SSE 機構解明のため、YIG の磁気励起を調べた理論計算からは、マグノンの光学モードの温度依存性が SSE に重要であることが示されている[3]。また SSE の磁場依存性を測定した結果からは、低エネルギー領域のマグノンは寿命が長く、SSE に強く寄与すると予想されている[4]。今回我々は、磁気励起の全体像と低エネルギー領域における詳細な磁気励起を測定するため、パルス中性子源チョッパー型飛行時間分光器と定常炉中性子源三軸分光器を使用した中性子非弾性散乱実験を行った。実験は、アメリカ合衆国オークリッジ
国立研究所の核破砕中性子源、BL-14B HYSPEC 及びオーストラリア原子力
科学技術機構の冷中性子三軸分光器 SIKA で行った。更に YIG の磁気励起の特徴である、温度上昇に伴う光学モードソフト化 [5]の起源を明らかにするためスピン波計算を行った。実験結果は先行研究[5]とおおよそ整合しており、ス
ピン波計算からは光学モードソフト化を再現することに成功した。本発表では、
磁気励起の全体像、マグノンの寿命の解析結果及び、スピン波計算結果について紹介し、YIG の磁気励起と SSE との関係性について議論を試みる。
[1] K. Uchida et al., Nature 455, 778 (2008).
[2] K. Uchida et al., Phys. Lett. 97, 172505 (2010).
[3] J. Barker et al., Phys. Rev. Lett 117, 217201 (2016).
[4] T. Kikkawa et al., Phys. Rev. B 92 064413 (2015).
[5] J.S. Plant, J. Phys. C: Solid State Phys. 10, 4805 (1977).

038B
固体物理（磁性、強相関電子系）
AR-NW14A

時間分解 X 線回折による
LaCoO3 薄膜の光誘起構造ダイナミクスの観測
Photoinduced structural dynamics in LaCoO3
studied by time-resolved x-ray diffraction
深谷亮 1、山崎裕一 2,3、中尾裕則 1、野澤俊介 1、一柳光平 1、藤岡淳 2、十倉好紀 2,3、足立伸一 1
1 KEK 物構研、2 東大工、3 理研 CEMS
物質への光パルス照射で能動的に相転移を引き起こし、物質が潜在的に持ち合わせている未知の「動的機能性」を引き出そうとする研究（いわゆる光誘起相転移）は、基礎物理学的知見から重要であるだけでなく、それを利用した
高速光スイッチングや高効率エネルギー変換への応用が有望視されている。
ペロブスカイト型コバルト酸化物 LaCoO3 は、スピン状態・スピン・軌道・電荷といった電子といった電子の持つ自由度がすべて含まれている特異的な物質であり、これら電子自由度が協奏し多彩な電子状態や巨大な外場応答性を示すことが知られている。このことから、電子自由度を光パルス照射で高速に制御することにより、特異な光誘起相転移現象が発現する可能性を大いに秘めている。本研究では、光パルス照射によって生じる、スピン状態・スピン・軌道秩
序状態と相関した構造の過渡的な変化とそのダイナミクスを、フェムト秒レー
ザーパルスを励起光としたピコ秒時間分解 X 線回折により調べた。
試料は(LaAlO3)0.3(SrAl0.5Ta0.5O3)0.7(LSAT)（110）基板上に成長させた LaCoO3 薄膜を用いた。この試料は、基板からのエピタキシャル歪により、低温にて Co3+
イオンのスピン・軌道が秩序化し、94K 以下で自発磁化を伴った構造相転移を示す[1]。光照射 150 ピコ秒後、転移温度以下にて観測される構造相転移を反映した (620)ブラッグピークの分裂が、解消する応答を示した。また Co-3d 軌
道の秩序状態を反映した(1/4 -1/4 1/4)散乱ベクトルの超格子反射強度が減
少した。これらの結果は、光パルス照射により高速に軌道秩序が融解し、構造変化が過渡的に誘起されていることを示唆している。講演では、フェムト秒
時間分解反射分光で得られた電子状態の過渡変化の結果と合わせて、光誘
起スピン・軌道・構造ダイナミクスを議論する。

[1] J. Fujioka et al., Phys. Rev. Lett. 111, 027206 (2013).

039B（固体物理（磁性、強相関電子系））
MLF-BL21

T'構造銅酸化物 RE2CuO4（RE = Pr, Nd）における還元アニールによる局所構造変化
Reduced-annealing effects on local structure in
T'-RE2CuO4 (RE = Pr, Nd)
鈴木謙介 1、池田一貴 2、大友季哉 2、藤田全基 1
1 東北大学 金属材料研究所、2 高エネ研 物質構造科学研究所

G(r)

銅酸化物高温超伝導は、反強磁性モット絶縁体にホールまたは電子を注入することで磁気秩序が抑制され超伝導が発現するとされてきた。しかし、近年、T'型構造をもつ電子ドープ系銅酸化物超伝導体の母物質 RE2CuO4 (RE は希土類）でも還元ア
ニール処理を工夫することで超伝導が発現することが薄膜や粉末試料で報告され[1,2]、電子ドープ系超伝導体における基底状態の見直しと還元アニールの役割について注目が集まっている。還元アニールによって理想的な T'構造を実現することで本質的な超伝導が発現すると議論されている。しかし、還元アニール処理による酸素量変化は多くて 5%程度とわずかである。平均構造をとらえる X 線や中性子回折パターンの Rietveld 解析では妥当な構造変化のモデルの特定には至っていない[3]。そこで平均構造には現れない局所的な構造変化を明らかにすることを目的に、粉末中性子回折パターンの二体分布関数（PDF）解析を行った。測定は J-PARC
BL21 の中性子全散乱測定装置 NOVA において Time-of-Flight 法により室温で行った。試料は Pr2CuO4 と Nd2CuO4 の as-sintered、還元アニール、還元アニールに続けて酸素アニールを施した試料をそれぞれ用いた。
測定結果である回折強度に、バックグラウンドや非干渉性散乱、多重散乱、吸収因子などを考慮した補正を施すことで構造因子 S(Q)を得た。S(Q)の運動量空間に広く分布した僅かな強度の違いを議論するために PDF 解析を行った。図に Pr2CuO4
5
as-sintered
Pr2CuO4の二体分布関数 G(r)の近距離部分の拡
還元＋酸素アニール
4
大図を示す。G(r)は動径方向の原子数密還元アニール度関数 g(r)を用いて G(r) ≡ 4πrρ0[g(r)-1]で3表され、g(r)は S(Q)のフーリエ変換である。
2
各試料間の G(r)の有意な差はほとんどな
1
く、還元アニールによる構造変化は非常に僅かであることがわかった。Nd2CuO4 にお0
いてもまた同様であった。微小な違いを定-1
量的に評価するために S(Q)を得るための強度補正をより丁寧に行った結果につい
-2
1.5
2.0
2.5
3.0
て議論する。
r (A)[1] A. Tsukada et al., Solid State Commun. 133,
27 (2005). [2] T. Takamatsu et al., Appl. Phys.
Express 5, 073101 (2012). [3] S. Asano and M.
Fujita, unpublished.

図：Pr2CuO4 の各アニール条件における二体分布関数 G(r).