010B（固体物理（磁性、強相関電子系））
MLF-BL14

スピン 1/2 テトラマー物質 Cu2114Cd11B2O6 の磁気励起
Magnetic excitations in the spin-1/2 tetramer
substance Cu2114Cd11B2O6
長谷正司 1、松本正茂 2、中島健次 3、河村聖子 3、川北至信 3、菊地龍弥 3
1
物材機構、2 静岡大学、3J-PARC センター
Cu2CdB2O6 は 、 𝐽1 𝑆2 𝑆3 + 𝐽2 (𝑆1 𝑆2 + 𝑆3 𝑆4 ) で表されるスピン 1/2 のテトラマーが弱く結合したスピン系を持つ[1,2]。𝐽1 = 27.3 ± 1.0 meV（反強磁性）, 𝐽2 = −14.0 ± 1.4 meV（強磁性）である。スピン 1 重項基底状態と 3 重項第 1励起状態のエネルギー差（スピンギャップ）は1.6 meV であるのに対して、基底状態と第 2 励起状態とのエネルギー差は 23.6 meV と大きい。
よって、低エネルギー領域では、スピンダイマ
ーのような 1 重項－3 重項系と見なせる。
1 重項－3 重項系で磁気秩序が起こる場合、量子効果による磁気モーメントの短縮がある
ので、南部・ゴールドストーンモード（横モード）に加えて、ヒッグスモード（縦モード）励起が現れることが理論的に分かっている。Cu2CdB2O6 図 1 非弾性中性子散乱強度マップ。
では、𝑇N = 9.8 K 以下で反強磁性秩序が現 (a)Cu2114Cd11B2O6 粉末の 5.3K での実れる。アマテラス分光器を用いて、粉末試料の 験結果。(b)計算結果。
磁気励起を測定した。
図 1 に実験(a)と計算(b)結果を示す[3]。両者の比較から、主要な磁気励起は南部・ゴールドストーンモードであるが、3 meV 以上の励起には、ヒッグスモードが含まれていることが分かった。
ダイマーのようなクラスターをベースにした系で、磁気秩序を発現させるためには、クラスター間相互作用の絶対値の総和がスピンギャップ以上でなければならない。ダイマーでは、主相互作用の値＝スピンギャップなので、この状況を実現することは容易でない。一方、反強磁性の𝐽1 と強磁性の𝐽2 を持つテトラマーでは、𝐽1 と𝐽2 に比べてスピンギャップは小さくなる。よって、磁気秩序が起こり易い。実際、Cu2CdB2O6 では冷やすだけで磁気秩序が現れる。よって、テトラマーはヒッグスモードを研究するためには適したスピン系である。
[1] M. Hase et al., Phys. Rev. B 72, 172412 (2005).
[2] M. Hase et al., Phys. Rev. B 80, 104405 (2009).
[3] M. Hase et al., Phys. Rev. B 92, 184412 (2015).

011B（固体物理（磁性、強相関電子系））
PF／BL-3A, BL-4C, BL-19B

共鳴軟・硬 X 線散乱によるマルチフェロイック物質 SmMn2O5 の研究
Resonant soft and hard X-ray scattering study ofMultiferroic SmMn2O5
石井祐太 1, 御手洗誠 1, 坂倉輝俊 1, 堀尾哲 1, 野田幸男 1, 木村 宏之 1,
本田孝志 2, 中尾裕則 2, 村上洋一 2
1
東北大多元研, 2KEK
マルチフェロイック物質 RMn2O5(R = Y, Bi, 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。さらに希土類元素を変えることで、磁性や誘電性において様々な性質を示すことが知られている。一方で R = Sm の場合には、Sm は大きく中性子を吸収するためこれまで微視的な磁性の情報が得られておらず、強誘電性と磁性の関係は明らかにされてこなかった。本研究では、共鳴軟・硬 X 線散乱実験を Sm M, LIII 端, Mn K, L 端, O K 端近傍において行い、SmMn2O5 の微視的な磁性について調べた。
図 1.に、本研究で決定された SmMn2O5 の誘電・磁気相図を示す。Sm LIII
端や Mn K 端での硬 X 線共鳴散乱により、低温相(T < 26 K)において Sm と
Mn の磁気モーメントは磁気伝搬ベクトル qM=(1/2, 0, 0)で反強磁性的秩序を持つことが明らかになった。この相では、散乱強度のアジマス角依存性から
Sm と Mn の磁気モーメントは c 軸方向を支配的に向くことが判明した。他の
RMn2O5 系では Mn のモーメントは a 軸方向を支配的に向くことから、SmMn2O5は特異的な磁気構造を持つことが分かる。また、Mn LIII 端での軟 X 線共鳴散乱により、中間相(26 K < T < 34 K)において Mn の磁気モーメントが qM=(1/2,
0, 1/3+δ)で配列することも判明した。この相では Sm M 端で強度が観測されず、Mn のみ磁気秩序を形成していることが示唆される。さらに O K 端における測定により、酸素も低温相で反強磁性的なスピン偏極を起こしていることが判明した。この相での、O K 端でのエネルギースペクトルから SmMn2O5 では Sm とO の 2p-4f 軌道混成により酸素サイトがスピン偏極を起こしている可能性が示唆された。また、誘電測定により、これらの磁気相転移と同時に強誘電相転移が起こることも確かめられている。講演では、これらの詳細な結果を報告し、SmMn2O5 の強誘電性の起源について議論を行 図 1. SmMn2O5 の誘電(上段)・磁気相図(下段)。
う。

012B
（固体物理（磁性、強相関電子系））

絶縁体スピントロニクス物質 Y3Fe5O12 の磁気励起
Magnetic excitations of
the spintronics insulator Y3Fe5O12
沖野友貴１、南部雄亮 2、加倉井和久 3、John M. Tranquada4、Barry Winn5、Melissa Graves-Brook5、吉川貴史 1、塩見雄毅 2,6、齊藤英治 2,3,6,7、藤田全基 2
1 東北大院理、2 東北大金研、3 JAEA、
4 BNL、5 ORNL、6 ERATO、7 東北大 WPI
電子の持つ電荷の自由度だけでなく、スピンの自由度にも着目したスピント
ロニクスの研究において、スピン流が大きな注目を集めている。特に電荷の流れを伴わないスピン流は、ジュール熱を発しないため、微細デバイス等への応用が期待されている。2008 年に報告されたスピンゼーベック効果 (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]。さらに SSE は磁性絶縁体である Y3Fe5O12 (YIG) を用いても発現することが明らかとなっており[2]、Pt/YIG 接合系は絶縁体を用いた熱電発電機構として盛んに研究されている。
磁性絶縁体における SSE は伝導電子に由来しないものであり、フェリ磁性体である YIG の磁気的な性質と深く結びついている。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]。YIG はガーネット構造を有するフェリ磁性体としてよく知られているが、その磁気励起を観測したものは 1970 年代の三軸分光器による中性子非弾性散乱による報告に限られている[4]。今回我々は、従来の定常炉三軸分光器に比べ、より効率的に広範囲の(Q,ω)空間での測定が可能なパルス中性子源チョッパー型飛行時間分光器を使用し、35-450 K までの温度範囲で中性子非弾性散乱実験を行った。実験は、FZ 法により YIG の大型単結晶を 3 本、合計 23 ｇ合成し、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で行った。観測した磁気励起は先行研究の結果とおおよそ整合しているが、先行研究では報告されていない励起の測定にも成功した。本発表では測定した磁気励起について紹介し、SSE の機構や温度変化について議論を試みる。
[1] K. Uchida, S. Takahashi, K. Harii, J. Ieda, W. Koshibae, K. Ando, S. Maekawa, and
E. Saitoh, Nature 455, 778 (2008).
[2] K. Uchida, H. Adachi, T. Ota, H. Nakayama, S. Maekawa, and E. Saitoh, Appl. Phys. Lett.
97, 172505 (2010).
[3] J. Barker, unpublished results.
[4] J.S. Plant, J. Phys. C: Solid State Phys. 10, 4805 (1977).

013B（固体物理（磁性、強相関電子系））
PF/BL-14A

酸素・還元アニールによる電子ドープ型高温超伝導体母物質
Pr2-xLaxCuO4+δ (x = 0, 0.6)の構造変化

Structural change in parent material ofn-type cuprate superconductor Pr2-xLaxCuO4+δ (x = 0, 0.6)
via oxidation and reduction
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 J-PARC センター, 5 KEK 物構研
電子ドープ型高温超伝導体は、as-grown 試料を還元アニールすることで、はじめて超伝導を発現する。そのため、還元の前後での構造変化を知ることが重要であると考えられている。先行研究では、Cu 近傍に過剰酸素があり、還元アニールによって、それが取り除かれるという報告がある[1]。また一方で、還元後の試料から析出相 RE2O3 が出現するという報告[2]があり、それによって as-grown 状態に存在した Cu 欠損が解消され、超伝導発現に最適な CuO2
面が形成されるという報告もある[3]。このような還元前後の構造変化は、可逆的であると考えられているが、還元試料を再酸化した試料の結晶構造が、
as-grown 状態に一致するかは明らかではない。
以上を踏まえ、電子ドープ型超伝導体母物質である Pr2-xLaxCu2O4 (x = 0,0.6) (以下、PCO, PLCO)についての酸素・還元アニール前後での構造変化を
単結晶 X 線構造解析によって調べた。格子定数測定は、実験室系の 4 軸回折計を用いて行い、構造測定は KEK-PF BL14A の 4 軸回折計を使用した。
各方向の格子定数は、as-grown 状態から還元アニールすると伸び、そこから更に酸素アニールすると再び縮み、as-grown 状態とよく一致した。結晶構造
は、各試料において信頼度因子が 1~1.5%前後の極めて高い精度で解析できた。Pr 周辺には、1 サイトモデルでは説明できない正の残渣電子密度が見られ、2 サイトに分割したモデルで説明できた。このモデルから、as-grown 状態では異なる PrO 層が 2 相共存しており、還元アニールによってほぼ単一な PrO
層になることが新たに分かった。また先行研究同様、還元アニールによる Cu
欠損の解消や、析出相(Pr, La)2O3 の出現も確認できた。更に、これらの構造
変化は、還元前後で可逆的であることも確認できた。一方過剰酸素は、上記の精度で解析できたにも関わらず、確認することができなかった。
[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).

014B（固体物理（磁性、強相関電子系））/,$)-'(#TWQOUVHJK *20 IPSRMNL
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f: m¶ts:J8[3] #¡ 
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[1] K. Yoshimatsu et al .,Science 3 3 3 , 319 (2011).
[2])M.Sowwan et al ., Phys. Rev. B 6 6 , 205311 (2002).
[3] R. Yamamoto et al., Phys. Rev. Lett 107, 036104 (2011).
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015B
（固体物理（磁性、強相関電子系））
KEK-BL2A

近藤絶縁体 YbB12 (001)表面の角度分解光電子分光
ARPES of a Kondo insulator YbB12(001) surface
萩原健太 1, 大坪嘉之 1,2, 岸潤一郎 1, 松波雅治 3, 出田真一郎 3,田中清尚 3, J. Rault4, P. Le Fèvre4, F. Bertran4, A. Taleb-Ibrahimi4,
湯川龍 5, 小林正起 5, 組頭広志 5, 伊藤孝寛 6, 宮崎秀俊 7, 伊賀文俊 8,
木村真一 1,2
1 阪大理、2 阪大生命、3 UVSOR、4 Synchrotron SOLEIL、
5 KEK、6 名大工、7 名工大工、8 茨城大理
YbB12 は典型的な近藤絶縁体として知られており[1]、バルク電子構造に関してこれまで数多くの研究が行われてきた。最近になって、この物質はトポロジカル近藤絶縁体(TKI)であると理論的に予測され、その表面電子構造に注目が集まっている。しかしながら、単結晶表面の清浄化が困難であるため、表面電子構造を観測できる角度分解光電子分光(ARPES)
は、これまで殆ど行われていない[2]。今回、我々は超高真空下で 1400℃まで加熱することにより清浄表面を得ることができることを見出し、このようにして得られた YbB12 単結晶(001)表面の電子状態を ARPES によって観測することに成功したので報告する。
ARPES 測 定 は UVSOR(BL7U) 、 KEK (BL2A) お よ び SOLEIL(CASSIOPÉE) で行った。図 1 は、点近傍の[100]に沿った方向の ARPES
イメージである。S から Fdn に至るバンドは、伝導帯と局在 4f バンドとの混成（c-f 混成）であり、それより低結合エネルギーに、バルクのバンド
計算[3]では予測されていない表面バンド（F と Fup）およびフェルミ準位
を横切る金属的なバンドが観測された。このような金属バンドは、理論的に予測されている TKI 表面のトポロ
ジカル表面状態であると考えられる。
当日は、内殻光電子分光の測定結果から考えられる表面の終端状況についても議論する。
[1] M. Kasaya et al., JMMM, 31-34,437 (1983).
[2] Y. Takeda et al., PRB 73, 033202 (2006).
[3] T. Saso et al., JPSJ 72,1131 (2003).

図 1 YbB12(001)表面の ARPES イメージ。
励起エネルギーhν= 53.5 eV で測定。

016B
（固体物理（磁性、強相関電子系））

T’構造銅酸化物 Pr1.4La0.6CuO4+δ の室温における高エネルギー磁気励起スペクトルHigh energy spin excitation spectrum of T’-cuprate
Pr1.4La0.6CuO4+δ at room temperture
浅野駿 A, 鈴木謙介 B, 佐藤研太朗 A, Matthew StoneC,
Lisa DeBeer-SchmittC, 藤田全基 B
東北大院理 A, 東北大金研 B, オークリッジ国立研究所 C

T’構造銅酸化物超伝導体 R2-xCexCuO4-δ (R = Pr, Nd, Sm, Eu…)は Ce 置換と同時に還元アニール処理を行うことで超伝導が発現することがしられている。
ところが薄膜試料では、適切な還元アニール処理をした元素置換しない母物質で超伝導の発現が報告された[1]。また T’構造物質に対して行われた第一原理計算で、母物質の基底状態が金属であることが示され、Mott 絶縁体となる T 構造とは基底状態が異なることが指摘された[2]。これらは、諸物性の電子・ホール対称性の議論には、結晶構造の違いを考慮する必要があることを示唆している。
我々は、T’構造 Pr1.4La0.6CuO4+δ の as-grown 試料の基底状態を明らかにするため、オークリッジ国立研究所のビームライン SEQUOIA において中性子非弾性散乱実験を行い、高エネルギー領域までの磁気励起スペクトルを観測した。さらに、スペクトルの温度変化を調べた。
図に Pr1.4La0.6CuO4+δ の as-grown 試料の 12K と 300K の高エネルギー磁気
励起スペクトルの比較図を示す。スペクトルの温度変化はごく微量であり、磁気励起スペクトルは Cu の局在スピンの Cu – O – Cu の超交換相互作用を起因とした 2 次元反強磁性 Heisenberg 模型でよく表せることが分かった。本発表
では、さらなる定量的な解析
結 果 か ら 、 Pr1.4La0.6CuO4+δ
as-grown 試料の磁気基底状態を議論する。
[1] A. Tsukada et al., Solid
State Commun. 133, 427(2005).
[2]C. Weber et al., Nature.
Phys. 6. 574 (2010).

図：Pr1.4La0.6CuO4+δ as-grown 試料の 200±10meVにおける高エネルギー磁気励起スペクトル。12Kと 300K の磁気励起スペクトルを比較している。

017B（固体物理（磁性、強相関電子系））
MLF-BL01

ホールドープ系銅酸化物高温超伝導体における磁気励起精密測定
Precise Measurements of Magnetic Excitations in
Hole-doped Copper Oxide Superconductor
佐藤研太朗 1, 松浦直人 2, 池内和彦 2, 梶本亮一 3, 脇本秀一 4, 藤田全基 5

(a)

(b)

(c)

0.6

k (r. l. u.)

0.4
0.2
0.8
0.8
0.7

18 ± 1.5 meV
0.8

(d)

0.7

0.6
0.6
0.5

0.5
0.4

0.3

0.2
0.2
0.2
0.2

18 ± 1.5 meV
0.4
0.4

0.6
0.6

0.3

0.8
0.7

0.4

0.6

0.4
0.4

46 ± 1.5 meV

36 ± 1.5 meV

(e)

0.6

0.3

0.5

0.2

0.4

0.1

36 ± 1.5 meV

0.2
0.8
0.8
0.2
0.2

0.0

0.4
0.4

0.6
0.6

0.3
0.2
0.2
0.8

30

Raw
data

(f)

10

0.12

0.35

IC + Cfitting
0.20

0.06

0.15

0.04

46 ± 1.5 meV

0.10

0.02

0.05

0.00

0.00

0.4
0.4

0.6
0.6

0

0

0.4

0.8 1.0h in (h, 0.5) (r. l. u.)

0.8
0.8

h (r. l. u.)

図	
 1:	
 (a	
 -	
 c)	
 La2-xSrxCuO4(x	
 =	 0.16)における磁気励起スペクトルのエネルギー一定スライス,	
 (d	
 
-	
 f)	
 格子非整合(IC)成分と格子整合(C)成分の重ね合わせを仮定したスペクトルフィッティング
結果,	
 (g)	
 縦軸をエネルギー、横軸を(0.5,	
 0.5)を通る h 方向に取ったスライス図	
 1

D. Reznik, et. al., PRB. 78, 132503 (2008)(3)
1 2
g s(s + 1)
3

!ω=0
∞

dωS(ω) =! ∞d(h̄ω)S(h̄ω) (µ2B Cu−1 )

0.25

0.08

h̄ω=0

! 150meVd(h̄ω)S(h̄ω) (µ2B Cu−1 )

h̄ω=0

0.6

! h̄ω

0.2

5 K - 300 K

(g)

0.30

0.10

0.8 0.220

S(h̄ω, T ) − S(h̄ω, T = 350K) (µ2B eV −1 Cu−1 )La1.90 Sr0.10 CuO4
La1.90 Sr0.10 CuO4 , T=5K

0.8

χ"" (h̄ω)(µ2B eV −1 Cu−1 )χ"" (h̄ω)(µ2B sr−1 eV −1 Cu−1 )χ"" (h̄ω, T ) − χ"" (h̄ω, T = 350K) (µ2B eV −1 Cu−1 )La2-xSrxCuO4 (x = 0.16), T = 5 K

4±1 meV18±1 meV
80±5 meV
150±10 meV
h-0.5 (r.l.u.)h̄ω (meV)h̄ω = 190 ± 20 (meV)Intensity (mbarn sr−1 meV−1 Cu−1 )(1)

ホールドープ系銅酸化物高温超伝導体において、「砂時計型」と呼ばれる特異な磁気励起分散が観測されている。この励起構造は、低エネルギー領域
において格子非整合(IC)位置(0.5, 0.5±δ), (0.5±δ, 0.5)でピークを持ち、エネ
ルギー上昇に伴い(0.5, 0.5)へ向けて IC ピークが集中、あるエネルギー(=
Ecross)で一つのピークとなった後、さらに高エネルギーでは母物質の反強磁性
スピン波のようにリング状となりゾーン境界へ広がっていく。近年、この分散はEcross を境として起源の異なる２成分から構成されていることが実験的に示唆されつつある。1 しかしながら、間接証拠ばかりであり、直接的に２成分の境界・
クロスオーバーを観測した例はない。そこで今回、詳細なスペクトル解析から２成分説に対して直接的な実験証拠を示し、その起源を解明することを目的としてこれまでにないほどの精密条件下で中性子非弾性散乱測定を BL01 で実施したのでその結果を報告する。図 1(a – c), (g)は得られた La2-xSrxCuO4(x =0.16)の磁気励起スペクトルである。本測定によって、低エネルギー領域の IC
励起構造は非常に急峻であることが判明した。IC 励起成分と(0.5, 0.5)上の格子整合(C)励起成分の重ね合わせを仮定することで 60 meV 以下の励起スペクトル形状を良く再現することに成功した。(図 1 (d - f))本学会では詳細なスペクトル解析と温度変化の結果を報告し、励起起源について議論を行う。

(2)

東北大院理 1, CROSS2, J-PARC3, JAEA4, 東北大金研 5

018B（固体物理（磁性、強相関電子系））

 Ç Ç Ç Ç Ç Ç âÛÊØàÐÙÇâ Þ à × å æ ä Ĥ Ĉ ġ Ù ò Ì â ê <Hĕ Ň u3^BÄÇ
X-ray Magnetic Diffraction Experiments on Co/Pd
Multilayers by using PILATUS
ÅJ½ ÎúÇ =vq> ÎúÇ "TO Îú6G=w ÏúÇ .+ ÏúÇId ÎúÇ OµÂ ÐúÇ ·i@¯ ÎúÇ mz ÎúÇ s ÎÇÎÖÃ==?º~K?RúÇ ÏÖÃ=~K?´úÇ ÐÖ|«p±?\ÇÇŇu3^ŁçÊôèöÇáèíñëõîéÇ Úîììôèéõîòñú çáÚłĖúVZĤDªĔoŇĤýċÀÆ7ŇuĶļįĪbĕĐüĠúup±4>ĕĬĴĿĀĞė­²ĻŀĺĿİĕ,[Ĥ¾ćď{AĐăġBÄ
gxĐüġûXlĕ çáÚ BÄĕ<ĄĖú%h¥eĤDªĔúŇđ Üë$Fn2Ł%>łĤýď ģĢďăċĂú 3 çáÚ BÄĤ<H¥eĘ³ĈġąđĤ©ĥČû%h¥eĕ3^ĖĬĸįİ}ĐüĠú$Fn2ĕn5ŁW Ôðð ĕłĔđĒęġĂú<H¥eĕ3^ĖĞĠQ5Ĕ'ėúąĕn5ĐĖĤ_ÿğĢĉúĝÿĔ{A¤§MĂÀNĔ=ăĄēġđýþUCĂüčċŃłûĊąĐú<HĕQý3^Ĥ_ÿġċěĔ ÔÐËÔððùÐÐËÒðð ĕn5ĤĜĎr<>n2Đüġ âÞà×åæäÊÎÍÍß Ĥýġąđđćċûĉúäå×ãä Ĥ ćď âÞà×åæäú¿ú3^¤Ĥ-ćď!YĈġ çáÚ {AķľĪļĹĤcćċńłû
3ĕ çáÚ BÄĐýċ¥eĖúÃ=?ÅSk[ĭĿĮŀŁÝãÙÙł\ĕÅ1yĬĲįĮ¡Đ¢ĆĢċ ÙòŁÔøłÌâêŁÐÏøłĐüġû
ÑÍÍ HSHćú&Ė Ð÷ð Đüčċû¥eĕŇĤ]ÿġċěĔ
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019B（固体物理（磁性、強相関電子系））

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020B
（固体物理（磁性、強相関電子系））
J-PARC MLF/BL14

Substitution effect on magnetic excitation of
RBaFe 4O 7 (R=Y, Ho) spin frustrated system－Inelastic neutron scattering－
K. Kamazawa1,*, M. Ishikado1, S. Ohira-Kawamura2,Y. Kawakita2, K. Kakurai3, K.
Nakajima2, and M. Sato1
1
Comprehensive Research Organization for Science and Society (CROSS),
Tokai, Ibaraki 319-1106, Japan, * Email: k_kamazawa@cross.or.jp
2
J-PARC Center, Japan Atomic Energy Agency (JAEA), Tokai, Ibaraki
319-1195, Japan
3
Quantum Beam Science Center, JAEA, Tokai, Ibaraki 319-1195, Japan
A cubic ferrite RBaFe 4 O 7 (R = Y, Lu, In, Sc, Dy, Ho, Yb, etc.) takes mixed
valence state of Fe 2+ and Fe 3+ with a number ratio of 3 : 1, and Fe spins form a
3D network of corner-sharing tetrahedra which is a pyrochlore lattice. The
nearest-neighbor interaction of RBaFe 4 O 7 is antiferromagnetic and the spin
system is expected to be geometrically frustrated. The system with small R ionskeeps cubic symmetry to the temperature (T) = 4K so far investigated without
any charge ordering.
In our recent result of YBaFe 4 O 7 [1], the observed inelastic neutron scattering
intensity map in the energy (ω)–wave vector (Q) space shows a streak-likemagnetic scattering extending to a rather high-ω region (up to 80 meV at leastby another spectrometer) at the Q position of Q p ∼1.25Å−1 , where the width κand position Q p of the streak are found to be insensitive to both T and ω. These
results indicate the existence of the short-time spin correlation of Fe hexagons
in the pyrochlore lattice, and can be understood by considering the spin
fluctuation arising from the purely frustrating nature of three -dimensionalclassical insulating systems. On the other hand HoBaFe 4 O 7 shows possible
crystal field excitation at ω ~ 0.8 meV and contrary to our expectation,
quasielastic scattering at Q = Q p , and the streak-like scattering is absent.
In the presentation, substitution effects on the spin fluctuation of frustrated
system free from the quantum effect and low-dimensional nature are given.
Figure:Inelastic
neutronscattering intensity map in theenergy (ω) – wave vector (Q)space. Neutron measurements
were carried out with thespectrometer
AMATERAS(BL-14) at MLF of J-PARC).
We used multi-incident neutronenergies with E i of 27.59,
11.66, and 6.389 meV. Top((a)(b)(c)) YBaFe 4 O 7 (T = 7K),
bottom ((d)(e)(f)) HoBaFe 4 O 7(T = 4 K), left ((a)(d)) E i =27meV, middle ((b)(e)) E i =11meV, right ((c)(f)); E i =6meV.
[1] K. Kamazawa, et al., J. Phys. Soc. Jpn 84, 104711 (2015)

021B（固体物理（磁性、強相関電子系））
PF／BL-4C, BL-8B

バナジウムスピネル酸化物 CoV2O4 の単結晶放射光回折Single crystal synchrotron X-ray diffractionin spinel vanadate CoV2O4
下野聖矢１、石橋広記１、佐賀山基２、中尾裕則２、
河口彰吾３、森茂生４、久保田佳基１
１
阪府大院理、２KEK-物構研、３JASRI、４阪府大院工バナジウムスピネル酸化物 CoV2O4 は V3+（B サイト）イオンに軌道自由度を持ち，T1 ~ 150 K でフェリ磁性転移を起こすことが報告されている[1]。類似物質の MnV2O4 や FeV2O4 は V3+の軌道秩序を伴う構造相転移を起こすのに対し，
CoV2O4 は T2 ~ 50 K で比熱の異常を伴う相転移が観測されているにもかかわらず，結晶構造は最低温まで立方晶（空間群𝐹𝑑3̅𝑚）のままであると報告されている[2]。本研究では，T2 における相転移の起源を結晶構造の観点から解明することを目的として，CoV2O4 の単結晶試料を作製し，単結晶放射光回折実
験（KEK, PF, BL-4C, 8B）及び磁化と比熱の温度依存性の測定を行った。
図 1 に磁化と比熱の温度依存性を示す。T1 = 154 K，T2 = 47 K で相転移による比熱のピークが観測された。T1 ではフェリ磁性転移が観測され過去の報告と一致する[1,2]。図 2 に X 線回折（BL-4C）により得られた 311 反射（空間群
𝐹𝑑3̅𝑚における基本反射）と64̅0反射（禁制反射）の回折プロファイルの温度依存性を示す。60 K と 40 K の強度を比較すると，311 反射と比べて64̅0反射強度が明らかに増加していることが分かる。このような禁制反射の出現は，T2 において対称性の変化を伴う構造相転移を起こしていることを示唆する。当日は，これらの結果の詳細を報告し，CoV2O4 の結晶構造解析結果に基づいて V3+の軌道状態の変化と T2 における相転移の相関関係について議論する。

図 1. 磁化と比熱の温度依存性

̅ 0反射の温度依存
図 2. (左)311 反射, (右) 64[1] Y. Huang et al., J. Phys.: Condens. Matter 24 (2012) 056003.
[2] A. Kismarahardja et al., Phys. Rev. Lett., 106 (2011) 056602.

022B（固体物理（磁性、強相関電子系））
MLF-BL15

カイラル磁性体 CsCuCl3 の磁気的カイラリティ
Magnetic Chirality in Chiral Helimagnet CsCuCl3
大石一城 1, 高阪勇輔 2, 小山珠美 2, 加倉井和久 3, V. Hutanu4, T. Brueckel5,
宮本幸乃 2, 世良文香 2, E. Proskurina6, 小椋隆弘 6, 幸田章宏 7, 小嶋健児 7,
H. Luetkens8, A. Amato8, 鈴木淳市 1, 井上克也 2, 秋光純 2,3
CROSS, 2 広大院理, 3 JAEA, 4RWTH Aachen at Heinz Maier-Leibnitz Zentrum,
5
Jülich Center for Neutron Science, 6 青学大理工, 7KEK-IMSS, 8PSI

1

カイラルな結晶構造を有する物質では、交換相互作用とジャロシンスキー・守谷相互作用の拮抗により、片巻きの単一磁区を有するカイラルらせん磁性体が自発的に発現する。しかしながら、現実には結晶構造のカイラリティを制御することは極めて困難であり、試料内に左右のカイラリティドメインが混在するラセミ双晶が形成される。CsCuCl3 はカイラルな空間群に属し、らせん磁気構造を形成するため、カイラルらせん磁気構造の形成が期待されている。しかし、本物質は通常の結晶育成手法ではラセミ双晶が形成されるため、これまで行われてきた偏極中性子回折測定で統一的な見解が得られていない。
我々は独自の結晶育成手法により CsCuCl3 の結晶カイラリティを単一化することに成功した。本物質の結晶とらせん磁気秩序のカイラリティ結合を検証するため、右手系結晶並びに左手系結晶を用いて、偏極中性子回折測定を
J-PARC/MLF TAIKAN 及び FRM-II POLI にて、更にはミュオンスピン回転測定を
J-PARC/MLF D1 及び PSI GPS にて行った。偏極中性子回折測定では、入射中性子のスピン偏極方向の反転に伴う磁気衛星反射強度の変化を観測し、CsCuCl3 の右手系結晶構造では右巻きのらせん磁気構造、左手系結晶構造では左巻きのらせん磁気構造を形成していることが判明した。一方、ミュオンス
ピン回転測定では、右手系単結晶及び左手系単結晶で得られた結果が完全に一致することから、各々の結晶の磁気構造が鏡像関係にあり、中性子実験
結果と矛盾しない結果が得られた。更には、実験結果と内部磁場分布シミュレーションとの比較から、磁気モーメントは Cu サイトのみならず Cl サイトにも存在することを示唆した。発表当日は各々の測定結果の詳細を報告する。

023B（固体物理（磁性、強相関電子系））
MLF-BL21

強磁性半金属 CrO2 の局所構造解析
Local structural analysis on half metallic
ferromagnet CrO2
樹神克明 1、池田一貴 2、武田晃 3、礒部正彦 4、伊藤正行 5、上田寛 6、社本真一 1、大友季哉 2
1
JAEA、2KEK 物構研、3 東大物性研、4Max Planck 研、5 名大理、6 豊田理研

G(r) (A-2)

CrO2 は 394K 以下で強磁性を示す半金属である。この系はルチル型の結晶構造をもち、ユニットセル中に含まれる２つの Cr サイトは結晶学的に等価である。構造解析からは常磁性相から強磁性相に渡って結晶構造が変化しないことが報告されている[1]。しかし強磁性状態におけるゼロ磁場中 NMR 測定からは価数が異なる[2]、あるいは磁場中 NMR 測定からは 3d 電子の軌道占有状
態が異なる 2 つの Cr サイトが存在することが提案されている[3]。これらの結果は通常の構造解析では 1 種類の Cr サイトしかみえないが、局所的には 2
種類の Cr サイトが存在することを示している。そこで我々は J-PARC に設置されている高強度全散乱装置 NOVA を用いて粉末中性子回折実験を行い、得られたデータから原子対相関関数（PDF）を導出して局所構造を調べた。
図１に強磁性状態（50 K）で得られた PDF を白丸で示す。図中の 2.7Å付近のピークは主に CrO6 八面体内の O-O 相関に対応する。空間群 P42/mnm をもつ平均構造モデルで計算した PDF を灰色線で示す。計算された PDF は実験結果をおおよそ再現できるものの、2.7Å付近のピークの形状がやや合わない。それに対し空間群 P-1 をもち、２つの非等価な Cr サイ
observed
6
トを含む局所構造モデルでP-14計算された PDF（黒線）は 2.7
P42/mnmÅ付近のピーク形状をも良く2再現できることがわかった。
0
さらに局所構造パラメータか-2
ら予想される Cr サイトの電子状態や局所構造の相関長に-4ついても議論する。
-6[1] J. Dho et al. Solid State
2.5
3.0
3.5
r (A)
Commun. 150 (2010) 86.
[2] J. Shim et al. Phys. Rev.
図 1 50K で得られた PDF（○）と局所構造モデル（黒線）と平均構造モデル（灰色線）を用いてフィッ
Lett. 99 (2007) 057209.
トした結果[3] H. Takeda et al. preprint.

024B（固体物理（磁性、強相関電子系））
MLF-BL12

ホールドープされた量子スピン鎖 Nd 2-x Ca x BaNiO 5 における磁気励起Magnetic Excitation of Hole-doped Quantum Chain
Nd2-xCaxBaNiO5
横尾哲也 1,2、伊藤晋一 1,2、井深壮史 1,2、池田陽一 3、吉沢英樹 3、秋光純 4
1KEK-物構研、2J-PARC センター、3 東大-物性研、4 青学大
Quantum spins in one-dimensional (1D) chains show unusual properties
such as Haldane gap and spin-Peierls state, by strong quantum nature of
localized spins. Particularly in the system where several physical degrees of
freedom are entangled in, it opens the new paradigm of the material science. In
the quantum spin systems, spin singlet is the basic starting point describing aground state of the quantum spin chain. Another interest in quantum spin
systems is the cooperation between charges and spins. The high-Tc
superconductivity is one of the most fascinating examples realized in 2D CuO2
sheet. Practically it is hard to realize the carrier doping in 1D material because
the carrier localization occurs at low temperature. Here we present spin andhole dynamical properties in hole-doped 1D Haldane chain Nd1.9Ca0.1BaNiO5,
which is successfully hole doped 1D Haldane system. Though the hole-doped
sample shows lower electronic resistivity than undoped sample at whole range
below room temperature, it is still a semiconductor. Spin dynamical properties
were measured by means of pulsed neutron inelastic scattering. It is clearlyobserved the entire one-magnon band with 10 meV spin gap (Haldane gap) at
magnetic zone center (MZC). The energy at zone boundary reaches 60 meVthat is less comparing to undoped Haldane chain. On the other hand, the gap
slightly increases in its energy. Nobel dynamical structures within the gap wereobserved upon carrier doping, showing incommensurate structures centered at
MZC. This is originated by the doped-holes. The observed dynamical
structures are composed of the contribution of quantum spin chains with spin
gap and holes, quite similar to that observed in high-Tc superconductor. Also,
at low temperature, the new excitation at E = 4 meV and showing almost no
momentum dependence has been observed. It is possibly originated from thecrystal electric field of Nd3+ ions.

025B（固体物理（磁性、強相関電子系））

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Èµ¹ÔÞÛèæÚê4=É}\
Observation of the skyrmion formation in themultiferroic Cu2OSeO3 by means of small angle
resonant soft x-ray scattering/N"  .{  Q0"   Me&:  ,{  NX  j  0D  L&+   $s 
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×ÆÒ´ÔKÎLÇ>VÉÃÆ¼ÄkÒÕÄ²À®*~<%CÑÓÎÕÀWEëI xÅÞÛèæÚê×?4Æ¼ÄhB}\½ÔºÆ·xÅ±Ô¯MfzÅÊ®ÞÛèæÚêÉ ÅÉßØâæÜÞ×}\½ÔºÆÈ¹Ä®Ì¾ÊÉ>VÅÞÛèæÚê×}\½ÔºÆÈ=¼ÀÉÅ®¿ÕÈ
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026B（固体物理（磁性、強相関電子系））

 } } } } } }  }µ DÛN¸ÅAt ä ë ö ]  ¢  ¯  ª   Í }V/TZ}
Magnetic properties of one-dimensional quantum
spin system  ¢   ¯   ª    studied by µC>c ´ %"o´ 'O[#´ & A´ Eq w}}´ ?M´´ MTXåCorrected asymmetry} t äëö] ¢¯ª  Î´äëö  ½ A ãàáàuÛ-2Á´,V/QË<p6RN  Ê,V/QËAp6RN  ÌÔÖ´äëöìóäçõ÷âòöÍ!½=.ÀØ×IlÉ·×}  µ Í ÛÓÊÌ´¿Í]ÍVB*J1Î´z7Ëäëös{É·×¿Ê½MjTZ¼Õ0ÀØÈ¸×½}  ´zV/*J1Í:UËh4ÎÀØÈ¸Ë¸µÄ¿É3¶Î´¢¯ª  ÍVBQ/lÛ:Õ¼ÌÂ×ÅÒ´¿Í]Í³ G$ÛdÆÅµ}} } ÍîñÞöê÷ïóÜö  Ì»¸È´ ¼Õ  ÑÉÍ(¸F+\ÉG$ÛdÆÅÊ¿Ù´ÌWÂÔ¹Ì´ É´îñÞöäëö
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PF-BL13A,BL16A

ラシュバ型スピン軌道相互作用誘起のFe 超薄膜の垂直磁気異方性の変化
Study of perpendicular magnetic anisotropy change of Fe
ultrathin film induced by Rashba spin-orbit interaction
山本真吾 A、山本航平 A、田久保耕 B、福田憲吾 C、大島大輝 D、
加藤剛志 C、岩田聡 D、和達大樹 B、松田巌 B
東大理 A、東大物性研 B、
名古屋大工 C、名古屋大未来材料・システム研究所 D
スピントロニクス分野においてデバイスの高密度・集積化のために、面直磁化膜が注目を集めている。しかし垂直磁気異方性(Perpendicular
Magnetic Anisotropy: PMA)の発現に関して、詳細な理論での解釈が完全にはなされていない。これまで PMA やその電場依存性は、界面へのドー
ピングの効果から説明がなされてきていた[1]。それに対して先行研究によって強磁性体の交換相互作用と界面におけるラシュバスピン軌道相互作用の相関によって強磁性体超薄膜に PMA が発現し、その電場依存性についても説明ができるとされた[2]。本研究では、スピン軌道相互作用の大きな 5d 金属 Au と絶縁体 MgO の間に 3d 遷移金属 Fe の超薄膜を挟み込んだ系(Au/Fe/MgO 系)を分子線エピタキシー法により成膜した。そして、AGM(Alternating Gradient field Magnetometer)測定により、Fe 膜厚が薄くなるに従って PMA が大きくなることが観測された。さらに、放射光を用いた X 線磁気円二色性を測定し、総和則と組み合わせることでスピン、軌道磁気モーメントの膜厚依存性を調べ、PMA が大きくなるに従って、
軌道磁気モーメントが大きくなることが確認された。膜構造、Fe の M 端
近傍の共鳴 MOKE スペクトルも含めてこの系の垂直磁気異方性とラシュバ
スピン軌道相互作用の関係について議論する。講演では、電場を用いた
PMA 制御に関する展望についても述べる。

図 (a) Au/Fe/MgO 系の膜構造(b) AGM による面直方向の磁気曲線の膜厚依存性[1] T. Maruyama et al., Nat. Nanotechnol., 4, 158, 2009[2] S. E. Barnes et al., Sci. Rep., 4, 4105, 2014

028B
（固体物理（磁性、強相関電子系））
PSI, RIKEN-RALSR から見た電子ドープ型 T’銅酸化物超伝導体のオーバードープ領域における Cu スピン相関SR Study of the Cu-Spin Correlationin the Overdoped Regime ofElectron-Doped High-Tc T’-Cuprates
足立匡 1，M. A. Baqiya2，扇太郎 2，今野巧也 2，渡邊功雄 3，小池洋二 2
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
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[1-3]。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 ，T’-Pr1.3-xLa0.7CexCuO4+δの単結晶を用いて，物性を詳細に調べている[4-6]。
以前，我々は，超伝導を示す T’-Pr1.3-xLa0.7CexCuO4+δ のアンダードープ領域（x = 0.10）の単結晶と超伝導を示す母物質である T’-La1.8Eu0.2CuO4+δ[2]の多結晶における Cu スピン相関を調べるために，SR の測定を行った[7]。その結果，いずれも低温で反強磁性短距離磁気秩序が形成され，超伝導とミクロに共存していることがわかった。そこで， x の増加とともに超伝導転移温度が低下するオーバードープ領域における Cu スピン相関を調べるために，
T’-Pr1.3-xLa0.7CexCuO4+δの x = 0.15 および T’-Pr1-xLaCexCuO4+δの x = 0.17,
0.20 の単結晶を用いて，SR の測定を行った。
ゼロ磁場SR の測定の結果，x の増加とともに Cu スピン相関の発達が弱まり，超伝導がほとんど消失した x = 0.20 では，Cu スピン相関の発達は極めて小さいことがわかった。これらのことから，Cu スピン相関は超伝導の発現に密接に関わっていると推察される。また，母物質でも超伝導を示す T’型銅酸化物が，通常のバンド金属ではなく，強相関電子系であることが強く示唆される。
参考文献[1] O. Matsumoto 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] T. Adachi et al., J. Phys. Soc. Jpn. 82, 063713 (2013).
[5] M. Yamamoto et al., J. Phys. Soc. Jpn. 85, 024708 (2016).
[6] M. Horio et al., Nature Commun. 7, 10567 (2016).
[7] T. Adachi et al., arXiv: 1512.08095.

029B（固体物理（磁性、強相関電子系））
PF-BL16A

スピネル型酸化物 CoV2O4 の X 線磁気円二色性
X-ray magnetic circular dichroism study ofspinel-type oxide CoV2O4
野中洋亮 1、芝田悟朗 1、小堀内類 2、石上啓介 1、坂本祥哉 1、池田啓祐 1、
池震棟 1、小出常晴 3、田中新 4、勝藤拓郎 2、藤森淳 1
１ 東大理、２ 早大先進理工、３ KEK-PF、４ 広大院先端物質

2.0

magnetic moment [ B/atom ]magnetic moment [ B/atom ]スピネル型バナジウム酸化物 AV2O4 は、V の t2g 軌道に軌道自由度が存在
し、軌道整列について精力的に研究されている。ごく最近、CoV2O4 は 90K 以下において不完全に軌道整列が抑制された軌道ガラスの状態であると報告された[1, 2]。
本研究では、CoV2O4 の軌道状態を詳細に調べるため、軌道磁気モーメン
トを直接観測できる X 線磁気円二色性(XMCD)の測定を行った。ベクトル型マ
グネットを用いて、試料を固定して磁場(H)方向を変化させながら Co, V L2,3 吸
収端の XMCD を測定し、軌道磁気モーメントおよびスピン磁気モーメントの異方性を調べた。図 1 に XMCD 総和則によって求めた磁場方向ごとのスピンおよび軌道磁気モーメントを示す。XMCD で得られた磁気モーメントは、H ||[001]のときの方が H || [111]のときよりも大きく、磁化測定の結果とコンシステ
ントな磁気異方性であった。また、V の軌道磁気モーメントが 90K 以下の低温相でも非常に小さい(<0.1 μB)ことから、局所的に整列している軌道が主に実軌道で構成されていることが示唆された。
Spin

1.5

1.0
0.5

Co

V
30K
70K
110K

0
-0.5

-1.0

[001]

[111]

Magnetic field direction

0.5 Orbital Co V
30K
70K
110K

0.4
0.3
0.2

0.1
0

[001]

[111]

Magnetic field direction

図 1 XMCD 総和則によって求めた[001], [111]方向のスピン
および軌道磁気モーメント。V のスピン磁気モーメントは Co,
Fe, Mn の correction factor [3]を外挿して見積もった。

[1] R. Koborinai et al., PRL 116, 037201 (2016).
[2] D. Reig-i-Plessis et al., PRB 93, 014437 (2016).
[3] Y. Teramura et al., JPSJ 65, 1053 (1996).

030B（固体物理（磁性、強相関電子系））
SIKA＠ANSTO、CTAX@ORNL

中性子散乱から見た La2-xSrxCuO4 におけるAl 置換誘起磁気秩序

Al-induced magnetic order in La2-xSrxCu1-yAlyO4
studied by neutron scattering
鈴木謙介 1、佐藤研太朗 2、足立匡 3、小池洋二 4、Tao Hong5、Guochu Deng6,
矢野慎一郎 7、Jason Gardner7、藤田全基 1
1

東北大金研、2 東北大理、3 上智大理工、4 東北大工、5ORNL、6ANSTO、7NSRRC

銅酸化物高温超伝導は、強い電子相関に基づく局在スピンと電子の伝導性が増した遍歴スピンの両面からの理解が重要である。しかし、広い組成領域における磁気相関の起源に関しては、現在でも統一的な理解には至っていない。その原因の一つとして、
磁気シグナルの検出が困難であることが挙げられる。本質的な磁気相間の情報を得るために、少量の不純物置換により摂動を受けた電子状態を調べることが有効な手法となりえる。これまでの研究により非磁性不純物である Al3+で Cu サイトを置換すると、Internsity (a.u.)

幅広いホール濃度領域で磁気秩序が発達することがμSR 測定からわかった[1]。そこ
で、Al 置換により誘起される磁気秩序を詳しく調べるため、La2-xSrxCu1-yAlyO4(LSCAO)について、冷中性子三軸分光器であるオークリッジ国立研究所の CG-4C(CTAX)と ANSTO の SIKA を用いて弾性・非弾性中性子散乱実験を行った。
図に LSCAO の x = 0.21, y = 0.03 において、CuO2 面を散乱面にした測定条件
で h 方向にスキャンした弾性散乱スペクトルの結果を示す。測定は 1.5 K で行い、(1/2,
1/2, 0)を通る方向に見ている。Q = (1/2±δ, 1/2, 0)に長周期構造を反映した非整合磁気反射を観測した。不純物のない La1.82Sr0.18CuO4 (LSCO)では 4.5 meV のス
ピンギャップが存在しているため[2]、La2-xSrxCu 1-yAlyO4
Q = (h, 0.5, 0)
Al 置換によって磁気秩序が形成された
1.5 K
x = 0.21, y = 0.03とわかる。また、非整合ピーク位置はδ~ 0.135 であり、LSCO や磁性不純物
で あ る Fe を 置 換 し た La1.80Sr0.20
Cu0.99Fe0.01O4 とほぼ一致する[3,4]。
0
本講演ではこれらのデータや温度変化
から Al 誘起磁気秩序の起源について議
論する。
0.3

[1] 鈴木謙介等, 第 3 回物構研サイエンスフェ

0.4

0.5

0.6

0.7

h

スタ 009B.

図: LSCAO x = 0.21, y = 0.03 の 1.5 K における

[2] C. H. Lee et al. JSPJ 69, 1170 (2000).

弾性散乱スキャン. Q = (h, 0.5, 0)に沿って見た[3] K. Yamada et al., PRB 57, 6165 (1998).

結果で、50 K のデータを差し引いてある。実線[4] M. Fujita et al.,unpublished.

は Gauss 関数によるフィッティングライン.

031B（固体物理（磁性、強相関電子系））
PF-BL19B, PF-BL4C

X 線散乱で見た La1/3Sr2/3FeO3 の磁気秩序の膜厚・基板方位依存性
Thickness and orientation dependenceof the magnetic order in La1/3Sr2/3FeO3studied by X-ray scattering
山本航平 1,2, 平田靖透 1,2, 堀尾眞史 2, 横山優一 1,2, 田久保耕 1, 簔原誠人 3,
組頭広志 3, 山崎裕一 4,5, 中尾裕則 3, 村上洋一 3, 藤森淳 2, 和達大樹 1,2
1 東大物性研, 2 東大理, 3 KEK-PF, 4 東大工, 5 理研 CEMS
ペロブスカイト型鉄酸化物 La1/3Sr2/3FeO3（LSFO）は TC～190 K 以下で電荷および磁気秩序を示し、[111]方向に沿って、Fe3+↑-Fe5+↑-Fe3+↑- Fe3+↓-Fe5+↓-Fe3+↓のような、3 倍周期の電荷秩序、6 倍周期の磁気秩序を発現することが知られている。磁気秩序は共鳴軟 X 線散乱（RSXS）、電荷秩序は硬 X 線散乱の測定で確認されている[1]。電荷秩序の膜厚依存性について 15 nm 程度の LSFO 薄膜を対象に X 線による測定が行われている[2]。また電気抵抗率に関しては Tc でとびが見られていることも知られているが、この変化が 14 nm
程度より薄い領域で不明瞭になっている様子が測定された。ゆえに、薄い領域の薄膜の電荷、磁気秩序の解明には X 線による測定が重要である。
我々は LSFO(10, 11, 12, 20, 40 nm)/SrTiO3(STO)(111)薄膜に対して硬 X 線散乱および RSXS による測定を行った。また面内方向に[111]方向を持つ
LSFO(40 nm)/STO(110)薄膜に対して、すれすれ入射による散乱の測定を試みた。LSFO/STO(111)薄膜に対する測定から、面内及び面直方向への秩序の相関長を求め、膜厚による影響を調べた。それによると、磁気秩序は今回調べた中では最も薄い膜厚 10 nm でも存在し、面直方向、面内方向ともにその相関長は膜厚に比例して減少した。また基板方位の異なる
LSFO/STO(110)薄膜の結果との比較から、秩序の変調ベクトル[111]が面内に存在する場合と面直に存在する場合とでの磁気秩序への影響を評価できる。今回の実験の範囲では相関長および転移温度に基板方位依存性は見られなかった。
[1] J. Okamoto et al., Phys. Rev. B 82, 132402(2010).
[2] R. J. Sichel-Tissot et al., Appl. Phys. Lett.
103, 212905 (2013).
図 1: RSXS (hν=707 eV Fe 2p 端)による磁気秩序の相関長と膜厚。相関長は磁気秩序由来のピークの半値幅の逆数として求めた。

032B（固体物理（磁性、強相関電子系））
PF-BL3A/BL19

多層ディラック電子系 EuMnBi 2 における
X 線磁気共鳴散乱による巨大な層間磁気抵抗の起源探求
Origin of giant interlayer magnetoresistance in layered Diracmaterial EuMnBi2 studied by X-ray resonant magnetic scattering
増田英俊 A , 酒井英明 A, B , 三宅厚志 C , 徳永将史 C , 山崎裕一 A, F ,中尾裕則 D , 村上洋一 D , 有馬孝尚 E , 十倉好紀 A, F , 石渡晋太郎 A, G
東大工 A, 阪大理 B, 東大物性研 C, 高エ機構 PF/CMRCD,
東大新領域 E, 理研 CEMSF, JST-PRESTOG
グラフェンを始めとしたディラック電子系では伝導電子が質量ゼロの相対論的粒子とみなせ，グラフェンにおける半奇数量子ホール効果などの新奇な輸送特性が注目を集めている．EuMnBi2 は Mn-Bi 絶縁層とビスマス正方格子の伝導層が Eu イオンを挟んで積層した層状構造を持つ(図 1)．擬 2 次元的なディラック電子がビスマス正方
格子上に存在し，その量子伝導が Eu2+の反強磁性秩序と結合した興味深い磁気伝導現象を示す [1]．特に磁場中の反強磁性スピンフロップ相において，層間抵抗率の~5 倍に及ぶ増大や，ホール抵抗率の量子化に伴う~50%におよぶ巨大な量子振動などが観測される．これは磁気秩序の変化に伴って伝導Eu2+層間の結合が抑制され系の 2 次元性が高まっていること
Bi3を示唆するが，その微視的な機構は未解明である．本
Mn2+
研究ではこの機構の解明を目的とし，X 線磁気共鳴散乱
Bi1を用いてこの系の磁気構造を調べた．
ブラッグ散乱が禁制となる(0 0 11)において，Eu L3 吸収端(6.975 keV)で Eu の反強磁性転移に対応する共鳴磁 ca
気反射が観測された(図 2)．これは q =(0 0 1)で特徴付けられ Eu スピンが ab 面内で強磁性的に揃っている異方的1 EuMnBi2
な反強磁性秩序が実現していることを示す(図 1)．詳細 (5K, 0T)
は未だ不明であるが，この磁気秩序の異方性が抵抗率の異方的な振る舞いに重要な役割を果たしていると考えられる．当日はゼロ磁場，磁場中の詳細な磁気構
TN(Eu)(0 0 11)造や層間磁気抵抗の角度依存性についても議論す6.975 keVる．
[1] H. Masuda, H. Sakai et. al., Science Advances 2,
2 X
e1501117 (2016).
 

033B（固体物理（磁性、強相関電子系））

 } } } } } } ~}Ca2-xSrxRuO4 (x=0,0.06)
 ARPES  ¢ ¥ v F 6 _ C
Observation of electronic states in Ca2-xSrxRuO4(x=0,0.06) by angle-resolved photoemission
Spectroscopy? J  i 1, * = T  o 1,     1, ' %   < 1, A @ \  2,
' r $  3, U z . 3 3, Chanchal Sow4,  r 5 j 4,  J t - 1
1
   I , 2JASRI/SPring-8, 3 | « O PF, 4   u H
)F¿°³©»pE Ca2-xSrxRuO4 U7¢f & £s(¼¯±WY
,.E4¨PEe¤[1]¦¦y®
µÀqxf & [2]gln8¼¯±hQ[3]:GdZ4
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£k]§¦`/av (ARPES)#{s(M¨2¡ [5-7]
=OR BWY M¥Ca2-xSrxRuO4 (x = 0, 0.06) 
ARPES ¨ PF BL-28A ]
V> x = 0.06 hQB/D T= 50 K ;N¶ª¿ºS¶¾¯±´À²[6]¨_C LX
 !4¨C"¥¶ª¿ºw¹¯·0/+G¦
=K^ Ca2-xSrxRuO4 WY
Mv F61£¦
ARPES ®¸­±¿¨cb¥ 1: Ca2-xSrxRuO4 (x = 0.06)
References[1] S. Nakatsuji, et al., Phys. Rev. Lett. 84, 2666 (2000).
[2] Y. Maeno et al., J Phys. Soc. Jpn. 81, 011009 (2012).
[3] V. I. Anisimov et al., Eur. Phys. J. B 25, 191 (2002).
[4] H. Nakamura et al., Sci. Rep. 3 2536 (2013).
[5] M. Neupane et al., Phys. Rev. Lett. 103, 097001 (2009).
[6] A. Shimoyamada et al., Phys. Rev. Lett. 102, 086401 (2009).
[7] S. –C. Wang et al., Phys. Rev. Lett. 93,177007 (2004).

034B（固体物理（磁性、強相関電子系））
PF-BL6C

Mn 1+x Fe 2-x O 4 における陽イオン分布と電子状態の席選択的解析
Site-selective analyses of cation distribution andelectronic state in Mn 1+x Fe 2-x O 4
奥部真樹、佐々木 聡
東工大・応セラ研
Mn 1+x Fe 2-x O 4 (Mn フェライト)はスピネル構造を持つフェリ磁性体であり、磁心材料などに広く利用されている物質である。複数の陽イオンで構成されるスピネル型酸化物では、その陽イオン分布に磁気特性や電気抵抗などの物性が強く依存することが知られている。スピネル構造では 4 配位 A と 6 配位 B サイ
トの 2 種類の陽イオン占有席がある。Mn フェライトでは構成する遷移金属イオ
ンの Mn と Fe が共に複数の価数を取り得るが、複数の同種異価イオンが混在する系において、その占有席および価数を決定することは容易ではない。本
研究では、組成の異なる幾つかの Mn フェライトについて、陽イオン席占有率の決定を行った。また、吸収端近傍での特徴的な電子遷移に注目した Mn イ
オンの電子密度分布解析も行った。
単結晶および粉末の試料を作成し、吸収分光法とＸ線共鳴散乱を併用した
相補的な実験と解析を行った。席占有率を求める解析には、実験室系及びPhoton Factory の BL-10A において、共に 4 軸回折計を用いた測定データを用いた。BL-6C にて共鳴散乱実験を行い、吸収実験と併用することで、電子のエネルギー状態と関連付けられる電子密度分布が求まった。
得られた陽イオンの席占有率や価数から、組成と Mn 席占有率の関係を考察した。また、電子密度分布解析からは、Mn イオンの特定の電子遷移に関与した電子密度分布が得られた。発表では、得られた電子密度分布と既報の理論計算による DOS とを比較し、Mn イオンの電子状態について議論する。

035B（固体物理（磁性、強相関電子系））
PF-BL2A

X 線内殻分光で調べる電子ドープ型銅酸化物高温超伝導体におけるアニール効果
Impact of annealing on the electron-doped
cuprate superconductors studied bycore-level spectroscopies
堀尾 眞史 1、芝田 悟朗 1、鈴木 博人 1、徐 健 1、輿石 佳佑 1、今野 巧也 2、
高橋 晶 2、扇 太郎 2、佐藤 秀孝 2、小林 正起 3、簑原 誠人 3、堀場 弘司 3、組頭 広志 3、足立 匡 4、小池 洋二 2、藤森 淳 1
1
東大理、2 東北大工、3KEK-PF、4 上智大理工
電子ドープ型銅酸化物高温超伝導体は反強磁性的なモット絶縁体であると考えられる母物質の希土類を Ce に置換したものだが、近年薄膜や粉末試料
で Ce 置換なしに超伝導が実現されている[1,2]。バルクの単結晶試料でも、プ
ロテクト・アニール法と呼ばれる還元アニール方法で過剰酸素を効果的に除去することで、Ce 濃度の低い領域まで超伝導が観測されるようになっている[3,4]。電子ドープ型銅酸化物高温超伝導体の超伝導状態を理解するためには、超伝導発現の鍵となる還元アニールが電子状態に及ぼす変化を正しく理解することが重要である。
本研究では、電子ドープ型銅酸化物高温超伝導体 Pr1.3-xLa0.7CexCuO4 (x =0, 0.05, 0.10)の単結晶試料について X 線光電子分光(XPS)と X 線吸収分光の測定を行い、Ce 置換や還元アニール
による内殻構造の変化を調べた。図 1に、XPS で観測した内殻ピーク位置から見積もった、x = 0 の as-grown 試料に対する各試料の化学ポテンシャルのシフト量を示す。還元アニール前後の化学ポテンシャルを比較すると、x =0 の試料ではほとんど変化が無い一方、x = 0.05, 0.10 の試料では大きなシフトが見られ、還元アニールによって電子がドープされたことを示唆する結図 1: Pr1.3-xLa0.7CexCuO4 における化学果を得た。
ポテンシャルのシフト。
[1] A. Tsukada et al., Solid State Commun. 133, 427 (2005).
[2] T. Takamatsu et al., Appl. Phys. Express 5, 073101 (2012).
[3] T. Adachi et al., J. Phys. Soc. Jpn. 82, 063713 (2013).
[4] M. Horio et al., Nat. Commun. 7:10567 (2016).

036B（固体物理（磁性、強相関電子系））
TRIMUF/MLF-D1

銅酸化物超伝導体 Bi2201 における擬ギャップと金属絶縁体転移
Metal-Insulator Transition and Pseudogap in Bi2201
Cuprates
宮崎正範 1,※、門野良典 1,2、平石雅俊 1、幸田章宏 1,2、小嶋健児 1,2、福永泰 3、
田邉洋一 4、足立匡 5、小池洋二 3、
1 KEK 物構研・構造物性セ、2 総研大、3 東北大院工、4 東北大院理、5 上智大理工 ※現、室工大院工高い超伝導転移温度（Tc）を示す物質群、銅酸化物超伝導体は、反強磁性、
超伝導、電荷秩序など様々な物性を示すが、その中でも擬ギャップは、高いTc を示す起源ではないかという点で特に注目されてきた。現在においては、擬ギャップは、超伝導ギャップと独立の物理現象であり、直接的な起源ではないという理解がなされつつある[1]。しかしながら、未だその起源については謎のままである。
我々は、その起源の糸口を探るため、ホールドープ単層型の Bi2Sr2CuO6+δ
(Bi2201)系に着目し、Bi の一部を Pb に置換し、ホール濃度を過剰酸素で制御した(Bi,Pb)2Sr2CuO6+δ[(Bi,Pb)2201]についてミュオンナイトシフト測定を行った。
その結果、T=0 K の状態に着目したとき、擬ギャップが開くことにより消失する
状態数は、ホール濃度にあまり因らないということが分かった。一方で、フェルミ面の状態数（状態密度）は、ホールと共に単調に増加しており、T=0 K で有限の状態密度が現れはじめる濃度、即ち絶縁体から金属に相転移する濃度(pMI)から超伝導相が生じている（p>pMI）ということを確かめた。
さ ら に 先 行 研 究 に お い て 、 La 置 換 に よ る ホ ー ル 濃 度 制 御 を 行 う
Bi2LaxSr2-xCuO6+δ(La-Bi2201)の NMR 実験[2]から得られた相図と比較することにより、この金属-絶縁体転移は必ずしも反強磁性転移とは一致しないという可能性を示唆する結果を得た。

[1] T. Kondo et al. Nature Phys. 7, 21 (2011)[2] S. Kawasaki et al. Phys. Rev. Lett. 105, 137002 (2010)[3] M. Miyazaki et al., submitted to PRL

037B（固体物理（磁性、強相関電子系））
PF-BL28A

角度分解光電子分光による BaFe2As2 の電子ネマティック相
における電子構造の観測
The observation of the electronic structure of BaFe2As2 inthe electronic “nematic” phase by angle-resolved
photoemission spectroscopy
輿石佳佑, 劉亮, 岡崎浩三, 鈴木博人, 徐健, 堀尾眞史, 組頭広志 A,
小野寛太 A, 中島正道 B, 石田茂之 B, 木方邦宏 B, 李哲虎 B, 伊豫彰 B,
永崎洋 B, 内田慎一, 藤森淳
東大理, 高エネ研 PFA, 産総研 B
鉄系超伝導体の母物質 BaFe2As2 は、転移温度 TS~140 K 以上では正方晶の結晶構造を持つ常磁性体である。一方、TS 以下では斜方晶でスピン密度波(SDW)によるストライプ型の反強磁性を発現する。この相では、面内の 4 回対称性が破れた電子状態（電子ネマティック状態）が電気抵抗率や角度分解光
電子分光法(ARPES)において観測されているが、その起源は明らかではない。
また、反強磁性転移温度以上 170 K 近傍までの温度領域において、電子ネマ
ティック相の存在が示唆されており、軌道秩序の存在が推測されている。今回
我々は、電子ネマティック相において提案される反強的な軌道秩序によるバン
ドの折り畳みを観測するために、100~200 K の温度領域で角度分解光電子分
光法(ARPES)を用いて非双晶化した BaFe2As2 のバンド分散を測定した。
図１(a)に 100 ~ 200 K における Dirac cone の頂点に対応する MCD スペクト
ル、図１(b)には MDC の面積から求めたピーク強度の温度変化を示す。各温度における MDC スペクトルを比較すると 150 K に於いても強度が確認できる。
また、それらのピーク強度を比較すると転移温度以上でも有限の強度が存在しており、~170 K 程度まで残っているように見える。この温度は磁気トルク測定で 2 回対称成分が消える温度領域（青破線）[1]と一致
し て い る 。 これ らの結果は、電子ネマテ
ィック相における反強軌道秩序の存在を示唆している。
[1] S. Kasahara et al.,Nature 486, 382
Figure 1. (a) MDC スペクトルの温度変化。束縛エネルギ(2012).
ー(20 meV)は図中の ARPES スペクトルにおいて赤線で示す。(b) ピーク強度の温度依存性。

038B（固体物理（磁性、強相関電子系））
TRIUMF M20／J-PARC MLF D1

磁気過冷却相における’-LiCoPO4 のスピン核生成
Spin nuclearization of ’-LiCoPO4
in magnetic supercooling state
岡部博孝 A,B，平石雅俊 A，竹下聡史 A，山内一宏 A，小嶋健児 A,B，幸田章宏 A,B，
門野良典 A,B，吉田紘行 C，宮川仁 D，松下能孝 D
KEK 物構研 A，総研大 B, 北大理 C, 物材機構 D
近年、量子ビームを用いた測定技術の著しい発達により、物質中のミクロな磁気状態の時間発展を追跡することが可能になりつつある。’-LiCoPO4 はCo2+ (s = 3/2) の強磁性スピン鎖が三角形に並んだ新規化合物であり、鎖間の強磁性－反強磁性相互作用の微妙なバランスによって、多彩な磁気秩序を示すことが知られている[1]。特に TN2 = 10.5 K で現れる秩序（非整合）－秩序（整合）型反強磁性相転移は磁気一次相転移であり、降温過程において著しい過冷却状態を持つことが判明している[2]。本研究ではμSR 法を用いた局所磁場観察により、過冷却相におけるスピン核生成と、その時間発展を追跡した。
図１は Co2+磁気クラスター（スピン核）の体積分率を反映したアシンメトリ（非対称度）Aslow の時間発展を示している。縦磁場μSR の解析結果より、スペクト
ルの遅い緩和成分 Aslow に相当する磁気状態は、整合型反強磁性相（CAF）であることが判明している。Aslow は３時間を経過した辺りから増加を始める傾向を示し、８～９
時間付近で最大値を示している。これは、中性子実験で見られた時間依存性[2]と同様の傾向である。μSR というミクロなプローブにおいて成長開始までに遅延時間が観測されていることから、初期段階においては、ミクロなスピン核の生成・消滅が起きていることが予想される。
’-LiCoPO4 で観察された遅い磁気相転移
は、物質における結晶成長過程との類似性が高く、同様の核生成機構に基づいた現象であると推察される。例えば、ジュラルミンなどの 図 1 ゼロ磁場SR タイムスペクトル合金で見られる時効硬化、すなわち結晶粒の のアシンメトリ Aslow（遅い緩和成分）
析出による長期間に渡る硬度の変化現象な の時間発展（T = 5 K）。
どが挙げられる。
[1] 岡部博孝、他, 日本物理学会 2015 年秋季大会 (7aPS-134)[2] 吉田紘行、他, 日本物理学会 2015 年秋季大会 (17aCM-4)

039B（固体物理（磁性、強相関電子系））

PF BL-28A

高温超伝導体 La2-xSrxCuO4 におけるARPES スペクトルの自己エネルギー解析
Self-energy analysis of ARPES spectra in La2-xSrxCuO4
下中大也 1，山本紳太郎 1，小寺健二朗 1，柴田大輔 1，吉田鉄平 1，
小野寛太 2，組頭広志 2，藤森淳 3，小宮世紀 4，安藤陽一 5,6
1
京大人環，2 高エ研 PF，3 東大理，4 電中研，5 阪大産研，6 ケルン大
銅酸化物高温超伝導体の準粒子スペクトルについての自己エネル
ギー解析はこれまでに多く行われているが，自己エネルギーの波数依存性まで考慮した解析は行われていない．本研究では，銅酸化物
高温超伝導体 La2-xSrxCuO4(LSCO)について数種類の組成の試料を用いて角度分解光電子分光(ARPES)を行い，ノード方向の準粒子スペ
クトルを測定した．各波数におけるエネルギー分布曲線(EDC)について Kramers-Kronig 変換を行い，波数依存性を含む自己エネルギーを求めた．
図 1 に x=0.03[1]と x=0.22 について得られた自己エネルギーを示す．波数方向に平均化したものと k=kF の自己エネルギーを比較すると，x=0.22 では両者はほぼ一致する．一方で x=0.03 では異なる振る舞いをしめすことがわかった．このことからアンダードープ領域
では自己エネルギーの波数依存性が強いと言える．フェルミ液体である SrVO3 でも同様の研究[2]が行われて
おり，x=0.22 と同様に波数依存性が弱い結果が得られている．本発表では，反強磁性相近傍からフェルミ液体相で見られる自己エネル
ギーの相違と，その起源について議論する．
[1] T. Yoshida et al., Phys. Rev.
Lett. 91, 027001(2003).
[2] S. Aizaki et al., Phys. Rev. 図 1：自己エネルギー解析の結果．上段に波数方向で平均をとったもの，下段に k = kF での自己エLett. 109, 056401(2012).
ネルギーを示す．

040B（固体物理（磁性、強相関電子系））
PF/BL-2A

軟 X 線光電子分光による Ru ナノシートの電子構造の観測Electronic structure of Ru nanosheet observed
by soft X-ray photoemission spectroscopy
小寺健二朗, 下中大也, 山本紳太郎, 柴田大輔,
内本喜晴, 福田勝利 A, 小林正起 B, 組頭広志 B, 豊田智史 C, 池永英司 D,
吉田鉄平
京大人環, A 京大産官学, B KEK-PF, C 京大工, D JASRI/SPring-8

Intencity (arb. units)

近年、遷移金属ナノシートは触媒、電極材料等への応用を目指した研究が進められている。Ru ナノシートにおいて紫外・可視・赤外分光法の測定結果からは層数に依存して金属-絶縁体転移を示すことがわかっている[1]。今回、これらの電子状態を(a)
Ru nanosheet
明らかにするために、Si 基板上に製膜した Ru ナノシートの軟X 線光電子分光を PF BL-2A で行った。清浄表面は 300℃で 15
分間アニールを行った。図にフェルミ準位付近のスペクトルを9L示す。9 層では明瞭なフェルミ
6L
端を示すが、層数の減少ととも
1L
h=800eV
-8
-6
-4
-2
0
にエネルギーギャップが開き、1(b)
Ru nanosheet
層では 0.6eV 付近からスペクト
ルの強度の減少がみられた。これは SPring-8 BL-47XU で測定した硬 X 線光電子分光スペクトル9Lと同じ傾向を持っていた。また、
6L
2, 4eV に Ru 4d 軌道の状態密度3Lを反映した構造になっている。
1L
h=7940eV
これらの結果をもとに、Ru ナ
-8
-6
-4
-2
0
ノシートにおける金属-絶縁体
Energy relative to EF (eV)転移の機構について議論する。
図：Ru nanosheet のフェルミ準位近傍の光電子スペクトル。励起光エネルギー(a)h=800eV, (b) h=7940eV

参考文献[1] K. Fukuda et al., Inorg. Chem. 52, 2280 (2013).