会場 A
素粒子理論・理論核物理, 実験核物理,
宇宙線・宇宙物理領域

A-1

すざく衛星搭載 X 線 CCD カメラ XIS の Non X-ray Background の
長期時間変動の調査
宮崎大学 A , 大阪大学 B , 京都大学 C , ISASD , 工学院大学 E , 立教大学 F 池上嘉夫A ,森浩二 A , 林田清 B , 常深博 B , 松本浩典 C , 鶴剛 C , 小山勝二 C , 堂谷忠靖 D , 尾崎正伸 D , 馬場彩 D , 辻本匡弘 D , 幸村孝由 E , 北本俊二 F , 村上弘志 F , すざく XIS チー
ム A,B,C,D,E

日本より打ち上げられた 5 番目の X 線天文衛星である「すざく」には、X-ray Imaging Spectrometer(XIS) とよばれる X 線 CCD カメラが搭載されている。XIS はこれまでの衛星搭載 X 線 CCD カ
メラの中で最高のエネルギー分解能を持ち、新しい成果を次々と産みだしている。

XIS で観測したデータには、対象天体からの信号に加えて、対象天体以外からの信号も多く含まれている。この対象天体以外からの信号を、バックグラウンドという。バックグラウンドはさらに、
背景天体起源のものと、宇宙線と XIS との相互作用に起源をもつものに大別できる。後者を特にNon X-ray Background (NXB) と呼び、バックグラウンドの大半をこの NXB が占める。対象天
体のスペクトル、強度を正確に見積るためには、この NXB を適切にとり除くことが重要である。
今回、我々は、打ち上げから現在までの約 4 年間における NXB 強度の安定性について調査した
結果を報告する。

1

A-2

X 線 CCD 空乏層厚の精密測定実験宮崎大学 A , 大阪大学 B , 理化学研究所 CB

BC

夫 , 文原篤史 , 平賀純子 , 山内誠

青山翔一A , 森浩二 A , 常深博 B , 繁山和A

我々は出来るだけ厚い空乏層を持つ完全空乏化した裏面照射型 X 線 CCD 素子の開発を行っている。完全空乏化した裏面照射型 CCD は軟 X 線に感度を持ち、また厚い空乏層を持つことで硬 X 線への感度を上げられる。裏面照射型 CCD 素子は、まず表面照射型 CCD 素子を作製し測定を行い、その結果からウェハの空乏化できていない中性領域を削ることで行う。現時点で 200 µm まで削ると完全空乏化できることは分かっているが、これを可能な限り厚くして硬 X 線に感度を広げたい。
従来の空乏層厚の測定は、X 線検出効率の値から見積もることで行っていた。しかし従来の方法
は検出効率曲線を導出するためのパラメータとして見積もった空乏層厚であり、必ずしも「実質的に電荷収集がおこなえる限界深さ」を測定したものではない。そこで我々は X 線が光電吸収した深さを精密に測定する手法を考案し、実験を通して、考案した手法の有効性を確認した。我々の手法は、CCD 素子のすぐ上に 3 mm 間隔でスリットを空けた真鍮すだれを置き、109 Cd からの X 線
を素子の表面に斜めから照射させる。このセットアップの要点は、すだれで絞った X 線を斜めから入射させることで、深さ方向の吸収位置を横方向の検出位置で読みかえることが出来る点である。
109

Cd からの 22 keV の X 線 (Si に対する平均吸収距離 = 1400 µm) を使用することで、空乏層内でほぼ均一に光電吸収をさせることができる。この手法により、電荷収集の度合を深さ方向の関数として調べられ、電荷収集がおこなえる限界の深さとしての空乏層厚の値を定義できる。この手法を用いた結果、X 線が光電吸収される深さ方向の検出位置を横方向の検出位置で読みかえられることを確認し、また光電吸収される深さによって電子雲の広がる幅が変化することが確認できた。
本講演では、上記実験で得られた結果を報告する。

A-3

マクスウェルの (電磁) 方程式から相対論的ニュートンの (重力) 方程
式へ
日本文理大学 工学部 機械電気工学科 A

竹本義夫A

この発表は、通常とは異なるアプローチ(電磁力と同様のメカニズム) により重力の方程式を得ようとするものである。
∂φ(A) 電磁方程式に電磁場の時間成分 Et = ∂ct+ divcA を導入する。
・・自由度が増える。
∂φ
すなわち、Et = 0(⇔ ∂ct+ divcA = 0) の場合がローレンツゲージに、∂φ
Et = ∂ct(⇔ divcA = 0) の場合がクーロンゲージに対応して、それぞれ、異なる電磁場である

ことが分かる。

(B) 重力の方程式(相対論不変) を得る・・電磁力と同様のメカニズムによる。
 2
MG dr dctd ctdτ 2 = − r 2 dτ dτ · · · (1)2 d r = − MG ( dct )2 + 1 {(r cosh Ω dφ )2 − (r dΩ )2 } · · · (2)
dτ 2
r2
dτ
r
dτ
dτ
dφ
dφ
MG dct
d
2 dΩ
2

(r
)
 dτ
dτ = ( r 2 dτ − sinh Ω dτ )(r cosh Ω dτ ) · · · (3) d (r2 cosh Ω dφ ) = ( MG dct − sinh Ω dφ )(r2 dΩ ) · · · (4)dτdτr 2 dτdτΩ：虚角 (赤道上で、公転の状態を表す)、θ = π2 − iΩ (赤道上)(C)「重力モデルとして適当であるかどうか」の検証をする。
特に、太陽重力による現象を扱う。
詳しくは http://www.nbu.ac.jp/∼takemoto/genko.html

2

dτ

A-4

純虚数化学ポテンシャルにおける 2+1 フレーバー PNJL モデルを用いた QCD 相図の研究
九州大理 A , 佐賀大理工 B

松本健史A , 柏浩司 A , 河野宏明 B , 八尋正信 A

量子色力学 (QCD) は、クォーク及びグルーオン間の強い相互作用を記述する基礎理論である。この QCD には、真空でも多くの特徴を持つが、有限温度・有限密度系でも複雑な相構造を持つ。近年なり、RHIC や CERN の LHD などの大型の加速器によって、これらの相構造の実験的研究も行われている。

QCD の第一原理計算である、格子 QCD は、有限密度の領域では符号問題により、計算を行うことができない。そのため、有効模型による研究が多くなされてきた。しかし、有効模型は不定性を含んでしまう。よって、中間密度領域における信頼できる情報を引き出す為には、有効模型の不定性を取り除く必要がある。本研究では、そのために格子 QCD の計算が行える虚数化学ポテン
シャル領域を考えた。Polyakov loop exdended Nambu-Jona-Lasiniomodel(PNJL model) は、純
虚数化学ポテンシャル領域の QCD の対称性を満たす唯一の有効理論である。先行研究により、2フレーバー PNJL 模型を用いた研究が行われており、我々はストレンジクォークを加えた 3 フレー
バー PNJL 模型に拡張した議論を行う。
また、QCD の相構造研究において、QCD 臨界点の位置は重要な情報である。格子 QCD において、コロンビアプロットを用いて、臨界端点が存在するかを調べる研究がなされている。我々も、その方法にしたがい、実数及び、純虚数化学ポテンシャル領域において、コロンビアプロットを描いた。また、中間子質量は理論の対称性と密接な関係があり、有効模型では、そのパラメーターに影響を与える量である。我々は、実数及び、純虚数化学ポテンシャル領域において、擬スカラー中
間子とスカラー中間子の質量の計算を行った。

A-5

アイソスピン化学ポテンシャルを用いた QCD 相図の研究
九大理 A , 佐賀大理工 B

佐々木崇宏A , 境祐二 A , 河野宏明 B , 八尋正信 A

有限温度・有限密度におけるクォークの性質を示す QCD 相図の研究は、宇宙初期の様子や高密度星の内部の様子を知るためにも興味深い分野である。クォークを記述する理論である量子色力学(QCD) は解析的な取り扱いが非常に困難であるため、第 1 原理計算としては格子 QCD を用いた数値シミュレーションが行われている。しかし、有限密度領域において格子 QCD 計算には「符号問題」と呼ばれる数値計算上の問題が存在し、計算が破綻してしまう。そのため、有限密度における QCD の情報を得るためには、南部-Jona-Lasinio 模型 (NJL 模型) を代表とする有効模型を用いた解析が行われている。

NJL 模型による計算と格子 QCD による第 1 原理計算の両方を行うことができる領域として、アイソスピン化学ポテンシャル領域が考えられる。本研究では、この領域
において格子 QCD 計算と NJL 模型計算を比較し NJL 模型の信頼性を確かめることによって、通常の化学ポテンシャル領域における QCD 相図の定量的解明を行うことを目的としている。 先行研究によって、NJL 模型においてスカラー型 8 点相互作用を考慮することが、ゼロ化学ポテンシャ

ルでの格子 QCD 計算を再現するのに必要であることが分かっている。本公演では、この相互作用
がアイソスピン化学ポテンシャル領域に与える影響を議論し、格子 QCD 計算との比較を行うこと
でその妥当性について議論する。

3

A-6

クォーク・レプトンの強フレーバー模型
学会 A

那須俊一郎A

現在の標準模型では、（ｕ，ｄ）（ｃ，ｓ）（ｔ，ｂ）が二重項をつくっているが、これは、弱ア
イソスピン（弱フレーバー）による二重項であって、三世代どれも同じで世代の区別はしていない。

そこで、強フレーバー（アイソスピン、ストレンジネス、チャーム、ボトム、トップ）を使った世代を区別する理論を考えてみたい。第一世代の（ｕ，ｄ）はアイソスピン二重項で弱アイソスピン二重項と等しい。しかし、第二世代の（ｃ，ｓ）は、チャームＣとストレンジネスＳをそれぞれ単独に持っているだけで、二重項ではない。そこで、新たにハイパースピンＪを導入する。ハイパースピ
ン第三成分Ｊ（３）＝（Ｃ＋Ｓ）／２とすると、（ｃ，ｓ）はハイパースピン二重項となり、第一世代のアイソスピン二重項と区別される。

また、同様に第三世代の（ｔ，ｂ）は、トップＴとボトムＢをそれぞれ単独に持っているだけで、二重項にはなっていない。そこで、新たにウルトラスピンＫを導入する。ウルトラスピン第三成分Ｋ（３）＝（Ｔ＋Ｂ）／２とすると、（ｔ，ｂ）はウルトラスピン二重項となり、第一世代のアイソスピン二重項（ｕ，ｄ）や第二世代のハイパースピン二重項（ｃ，ｓ）と区別されるようになる。
すなわち、三世代は強フレーバーのアイソスピンＩ、
ハイパースピンＪ、ウルトラスピンＫの三つによって区別することができる。強い相互作用では、三つの強フレーバーは、それぞれ保存されるが、弱い相互作用では、保存されない。弱い相互作用で保存されるのは、弱フレーバーの弱アイソスピンＴである。これらの関係は、Ｔ（３）＝Ｉ（３）＋Ｊ（３）＋Ｋ（３）となる。
レプトンについても、三世代あるので、（ｅ，νｅ）がアイソスピン二重項、（μ，νμ）がハA-7超対称ノンコンパクトゲージ理論の真空構造について
九州大学理学研究院 A , 佐賀大学シンクロトロン光応用研究センター B
AB, 久保博史 , 山津直樹

井上研三

A

ノンコンパクト群に基づく場の理論には一般に、不定計量ゴーストが現れる事が知られている。これが現れた場合、量子論における確率解釈が困難になるだけでなく、真空 (基底状態) の存在が危うくなる。本講演では、N = 1 超対称理論の枠組みで SU (1, 1) 対称性を持つ理論が構築可能である事を、具体例としてのモデルを与える事によって示す。

4

A-8

三核子分解反応測定における液体水素標的厚さ評価
九大院理 A , 宮大 B , RCNPC , 九工大 D , NIRSE
A

A

矢部達也A , 黒板翔 A , 相良建至

, 江口祐一郎 , 八嶋恵介 , 宍戸拓朗 , 堂園昌伯 A , 山田由希子 A , 若狭智嗣 A ,前田幸重 B , 斉藤透 B , 松原礼明 C , 銭廣十三 C , 民井淳 C , 岡村弘之 C , 畑中吉治 C ,AA鎌田裕之 D , 爲重雄司 E
藤田-宮沢両博士により予言された 2π 交換型 3 核子力は、3 H 等の小数核子から成る原子核の束縛エ
ネルギーや入射エネルギー 140MeV 以下での Nd 弾性散乱の微分断面積測定よりよく理解されている。しかし、入射エネルギー 250MeV における pd 弾性散乱の後方角度データや pd 分解反応のinclusive 測定 2 H(p, p)n の微分断面積は 2π 交換型 3 核子力を取り入れた理論計算値でも再現出来ていない事が報告されている。この有力な原因として、カイラル摂動理論より存在が予想される短距離型 3 核子力 (πρ、ρρの交換型等) の効果が考えられる。そこで、我々の研究グループではpd分解反応の exclusive 測定2 H(p, pp)n を行った。本測定の微分断面積は非常に小さく、また低バック
グラウンドでの精密な測定を行うため重陽子標的として液体重水素標的を用いた。この液体重水素
標的の標的厚は温度に強く依存する為、測定中は pd 弾性散乱を測定することでモニターした。このモニターで測定したデータと校正用 CD2 膜標的での測定結果を比較することで液体重水素標的の厚さを正確に決定した。本学会では、標的厚校正用の CD2 膜標的の厚さ測定並びに、液体重水
素標的の厚さ決定の結果を報告する。

A-9

3 核子 Star 反応の角度・エネルギー依存性の異常
九大院理 A

宍戸拓郎A , 矢部達也 A , 江口祐一郎 A , 八嶋恵介 A , 黒板翔 A , 相良建

至A

3 核子系の反応において、ある条件で理論計算値と実験値が一致しないという現象がいくつか報告されている。その中で、Star Anomaly という 3 核子分解反応の微分断面積の理論値と実験値の不一致は、3 核子力でも説明できず、低エネルギー領域での謎である。我々はこの謎の解明を目指している。

Star Anomlay とは、反応後の 3 つの核子が正三角形の頂点をなして遠ざかる運動学条件である。このとき、ビーム軸と正三角形のなす角をαとする。この Star Anomaly で、入射粒子が核子当たり 9.5MeV の系でαを変えて測定するという実験を、九大グループと Koeln 大グループが9.5MeV と 13MeV とでαの広範囲で行った。 13MeV ではαが 90 度付近でのみ不一致が大きくなり、9.5MeV ではαが 90 度から 180 度までの広範囲で大きな不一致が見つかった。

9.5MeV から 13MeV の近い範囲での大きな変化は本当に事実なのか。事実とすれば何を意味するのかを考え、かつ再実験の可能性を議論する。

5

A-10

スピン完全測定よる 16 F のパイ中間子状態の探索
九大院理 A , 東北大 CYRICB , 阪大 RCNPC
A

B

岡本緑A , 若狭智嗣 A , 堂園昌伯 A ,C高木基伸 , 酒見泰寛 , 畑中吉治 , 松原礼明 C
原子核のスピン・アイソスピン励起は大変興まる係数）となる事を利用する。右図に IDL

味深く、特にスピン双極子 (SD) 状態は現在精及び I に対する結果を示す。Ex = 18 及び 26

力的に実験・理論の両面から研究されている。

MeV 付近に IDL に対してのみピークが観測され、0− の SDR と特定した。講演では、解析の詳細と理論計算との比較についても報告する。

π−

この SD 状態の大きな問題の一つが、J = 0のパイ中間子状態の多くが未観測であることで2-ある。今回我々は、16 O(~p, ~n)16 F 反応により、
未だ実験的に明確な証拠が得られていない 16 F

(0- に寄与する偏極移行量）
×0.15 (散乱断面積）の J π = 0− の SDR を観測することを目的と16した。 O は陽子・中性子数が共に魔法数の原+1子核であり、物理的バックグラウンドとなるガ

2-

モフ・テラー状態が抑制される為、SD 状態の

1- /2-

1

-

1+

0-

0-

研究に適している。実験的には偏極移行係数のTp = 296MeV
FWHM = 600keV
標的 = 氷標的(H2O)

完全測定を行い、それから得られるスピン縦断−

面積 IDL がスピン非偏極断面積 I に対して 0

では IDL À I × 0.15(0.15 は相互作用から決A-11(p,2p) 反応を用いた 40,48Ca の殻エネルギーの測定
九大院理 A , 阪大 RCNPB

松田祥英A , 野呂哲夫 A , 若狭智嗣 A , 山田由希子 A , 堂

園昌伯 A , 岡本緑 A , 宍戸拓郎 A , 畑中吉治 B , 岡村弘之 B , 坂口治隆 B , 民井敦 B ,安田啓介 B
近年、不安定核の研究の進歩により、安定核の 実 験 結 果 と 照 ら し 合 わ せ な が ら 、本 実とは離れた領域で殻構造の変化が実験的に明ら

験から得られた結果について議論する。

かになってきた。東京大学の大塚氏はその変化にテンソル力の効果が大きく関係していると提唱している。一方、Ca 同位体においては過去の実験結果はこの予想とは異なる変化を示している。しかし、これらの過去の実験では j の同定に不定性が残っており、また軌道における粒子の占有率が和則 (2j + 1) を十分に満たしていないなど信頼性に欠く要素も残している。
そこで我々は陽子の knock up 反応である(~
p, 2p) を用いた実験を行い、標的核内からたたき出された陽子の微分断面積と偏極分解能を測定した。この反応は j に対して比較的大きな依存性を示す特徴をもっており、従ってより正確な軌道の同定を可能にする。
公 演 で は 主 に 40 Ca,48 Ca に つ い て 過 去

6

A-12

Kruppa 法における連続状態の取り扱い
九州大学大学院理学府物理学専攻理論核物理 A , 九州大学大学院理学研究院物理学部門粒子宇 B

小野寿哉A , 清水良文 B

中性子と陽子の数が自然に存在する原子核と比べて大きく異なるような不安定核の研究が、理論・実験の双方で盛んに議論され、世界的に進展している。特に、ドリップ線近傍の中性子過剰な不安定核では、中性子の密度分布が陽子の分布とはかなり違って外側に広がっていること、また、中性子の粒子的励起状態はほとんど原子核に束縛していない連続状態になっていることから、安定核とは全く違った性質を持つと期待される。したがって不安定核における集団運動を記述するた
めに、連続エネルギー状態の効果を適切に取り入れた計算により原子核の変形や対相関を解析することは大変重要だと考える。そこで我々はすべての物理量の計算で自由粒子の効果を引き去る

Kruppa の方法を拡張することにより、Strutinsky の殻補正エネルギーや対相関エネルギーに対し、Woods-Saxon ポテンシャルを用いて、連続状態の効果を正しく取り込んだ計算ができることを確認してきた。半現象論的質量公式として有名な Möller-Nix の計算では連続状態の効果は正し
く取り入れらておらず、我々の計算結果との比較は興味深い。
本講演では、Kruppa 法を応用し、原子核の重要な性質である対相関を考慮した様々な物理量の計算結果を示す。不安定核について Hartree-Fock-Bogoliubov 法を用いた先行計算があり、我々の計算も同様に、ドリップライン近傍の変形原子核における、慣性能率のペアリングギャップの依存性が安定核に比べて非常に強いことや、通常の BCS 法における、不安定核の半径の問題を改善するような結果が得られた。また、これらの先行計算との比較を行いながら、Kruppa 法の有用性に関しても議論を行う。

A-13

g9/2 殻を含む模型空間での有効相互作用の検討
福岡大学理学部 A

武田将征A , 田崎茂 A

近年, 計算機の能力の向上と, 殻模型の計算コードの開発によって,Ge や Se 等の少し重い f p 殻核の原子核での殻模型計算が可能となった.
殻模型計算において考慮する有効相互作用はこれまで様々なものが開発されているが,f p 殻核の分析によく用いられる KB3,FPD6,GXFP1 等の有効相互作用は (f p)n の模型空間をあらかじめ想
定しており,g9/2 や d5/2 などの sdg 殻の影響を分析するには適しない. そのため N ∼ 40 近傍の原子核 Ge や Se などで g9/2 を考慮することが必要と思われる場合には, そのままでは適用することができない.
そこで我々は f p 殻領域で用いられる有効相互作用の１つ FPD6 をお手本にしながら,g9/2 ,d5/2
殻の影響も検討できるように FPD6 で決定された parameters を再検討することにした.

7

A-14

核子-核散乱に対する局所化された微視的光学ポテンシャル
九州大学 A , 九州歯科大学 B
尋正信

蓑茂工将A , 緒方一介 A , 河野通郎 B , 清水良文 A , 八A

核子-核弾性散乱は, 入射核子と標的核との相互作用を光学ポテンシャルと呼ばれる複素一体ポテ
ンシャルと仮定する光学模型によって良く記述される. 光学ポテンシャルは様々な原子核反応を記述する上で入力として必要不可欠であり, 通常は散乱実験から得られた測定値を再現するよう現象論的に決定される. しかし一方で, これを理論の観点から微視的に計算する研究も盛んに行われてきた. この微視的光学ポテンシャルは, 不安定核の関与する反応など, 実験の難しさのために現象論的光学ポテンシャルを決定できない場合において必須とされる. そのため, 信頼ある微視的光学
ポテンシャルを求めることは, 核反応の分野における重要な課題となっている.
一般には, 理論的に導かれる光学ポテンシャルは非局所的であり, 取扱いが難しい. 核反応の簡便な記述のためには光学ポテンシャルは局所的であることが望ましいが, その非局所ポテンシャルと等価な局所ポテンシャルを計算する方法のひとつに, Brieva と Rook が提案した手法がある [1].
しかしながら, この手法は多くの研究で用いられてきたにも関わらず, その定式化と妥当性は明確には示されていないという問題があった.
今回, 非局所性を考慮した厳密計算と上記の Brieva-Rook ポテンシャルを用いた計算を直接比較することにより, 広いエネルギー領域にわたって Brieva-Rook ポテンシャルの妥当性を確認できた.
そこで, 本講演では Brieva と Rook の手法について概説し, その有用性について言及したい.

References[1] F.A. Brieva and J.R. Rook, Nucl. Phys. A291, 299 (1977); ibid. 291, 317 (1977); ibid.
297, 206 (1978).

8

会場 B
物理教育, 実験核物理, 宇宙線・宇宙物
理領域

B-1

宮崎の物理教育における高校と大学の連携
都城工業高校 A , 宮崎大学工学部 B

木村英二A , 森浩二 B

高等学校及び大学での物理教育の充実、さらに高等学校と大学との接続の改善を図るためには、両者間の連携および相互理解が重要である。そのためには高等学校及び大学の物理教育に携わる教員間の交流を深め、情報を交換する場の設定が必要となる。 本県では、平成１３年より県内の高等学校と宮崎大学の物理教育に携わる教員を中心に「高等学校と大学との物理教育に関する連絡会」（以下、物理連絡会）を開催している。お互いの教育現場の状況、カリキュラム、授業内容等について情報を交換し、高校及び大学の授業改善等に生かすことが目的である。また、これまで交流の無かった両者間が一堂に会する機会を作り、交流を深めることも重要な目的の１つである。これまで、年に１回から３回のペースで計１１回の会合を実施した。 本発表では、本県で実施している物理連絡会の活動内容について報告し、運営上の問題点や工夫点、及び本連絡会の成果と今後の課題について述べる。

9

B-2

アドバンシング物理に見る英国の物理教育 II〜大学初年次における教育実践例〜
九大理 A , 九大院理 B , 久留米工大 C

岡本哲平A , 谷口陽輔 A , 山下綾佳 A , 松田大輔 A , 巨海玄道 B,C
イギリスのＡレベル物理コース（日本での高校２・３年生に相当）の教科書である「アドバンシン
グ物理」[1]（以下ＡＰと略）が，教科内容の配列やストーリー展開において日本の高校物理の教科書と大きく異なっている事や，教科書と付属のＣＤ−ＲＯＭを同時に活用するように想定し開発されている事などについて昨年報告した [2]。それによると，ＡＰは日本の高校物理の教科書と比較して練習問題のレベルに大きな違いは見られないものの，情報技術や材料の性質・構造など日本の高校物理にはない内容が扱われており，また，（１）実社会の中で現れてくる物理現象の姿を示すことに努めている，（２）付属ＣＤ−ＲＯＭを活用することでより深い理解力をもたらすような設計になっている，（３）生徒実験や探究学習が中心の授業を支援するように構成されているなどの特徴を持つことがわかった。本研究ではＡＰに収録されているさまざまな演示実験例について紹介し，我が国における高校物理の教科書と比較検討する。具体的には付属ＣＤ−ＲＯＭ内に収められ，コース全体にわたって用いられているモデリングソフト「モデラス」を用いた簡単な力学分野
でのシミュレーション作成例の紹介や，複数の重力加速度の測定実験例について紹介する。これらの結果を踏まえて，モデリングの有用性やＡＰの教育上の利点および欠点について検討したい。

[1]

アドバンシング物理

J. オグボーン，M. ホワイトハウス編（笠耐，西川恭治，監具博義監訳），シュプリンガー・フェアラーク東京[2]

松田ら 第 114 回日本物理学会九州支部例会

G-19

アドバンシング物理に見る英国の

物理教育

B-3

高校の理科履修状況と大学初年次教育の関係
九大理 A , 九大院理 B , 久留米工大 C

谷口陽輔A , 岡本哲平 A , 山下綾佳 A , 巨海玄

道 B,C
近年、高等学校では多様なカリキュラムが組まれており、大学初年次の学生が、皆一様な学力を持っているとはいえなくなってきている。このような現状において、大学初年次での理科 (物理)
教育課程も、それに対応した弾力的な教育が必要になってきている。その対策を考える上で、高校での理科履修状況と大学初年次における理科 (物理) の学力の関係の調査を行った。また、高校理科へのつながりを考え、中学校での理科の実態についても調査を行った。調査の内容は主に 2 つである。１つは、中学校や高校における理科教育の実態を把握するため、実際にいくつかの学校を訪問し理科のカリキュラムや実験、授業の進め方などを教員の方に聞いていくものである。2 つ目は、国立大学文系、私立大学文系、私立大学理系の 3 つのグループにおける、高校での理科の履
修状況と理科に関する基礎学力テストの結果の調査である。さらに理系学生の比較資料として、国立大学および私立大学の理系学生にも同じ調査を行った。中学校理科ではすべての生徒が物、化、生、地の 4 分野全てをまんべんなく学んでいる。一方で、高校の理科教育では高等学校学習指導要領で必修とされる「理科総合 A」「理科総合 B」「理科基礎」のうち１つと「化学 I」「物理 I」「生物 I」「地学 I」のうち１つの中で、大学受験を見越して「理科総合 A」の化学分野と「化学 I」が主に選択されている。物理に関しては生物 (地学) との選択制になっており、生物 (地学) と理科総合 B を選択してしまうと高校では一切物理に触れる機会がないことになってしまう。高校の理科履修状況と大学初年次の成績との関連調査では上記のことを加味して、「物理 I を履修した学生」「理科総合 A を履修した学生」「物理分野を全く履修していない学生」の 3 つの観点から分類して基礎学力等の調査を行った。今回はこれらの結果をあわせて報告する。

10

B-4

落ち葉を用いたペレット材開発への高圧技術の応用
活用〜
九大理 A , 九大院理 B , 久留米工大 C〜資源の有効

山下綾佳A , 岡本哲平 A , 谷口陽輔 A , 巨海玄

道 B,C
近年、カーボンニュートラルな燃料として注目され始めているのがペレット材である。ペレット
材とは、おがくず、カンナくず、建築端材、間伐材などの廃材を原料とし、それらを粉砕・乾燥させ、造粒機で圧力をかけて、棒状に成形したものである。圧力をかけたときに木の構成要素 (リグニン) が軟化することによって固まるので、接着剤を加える必要がなく環境に無負荷である。また、乾燥させて含水率を 10 ％前後に落としているため、燃焼効率が良い。
今回は、廃材に代わって、落ち葉を原料としたペレット材の開発を試みた。現在、落ち葉のほとんどは産業廃棄物として処理されてしまっているが、ペレット材の原料として使用することができるとすれば天然資源の有効利用となりうる。本研究では、圧力が粉末を固化する効果をもつことに着目して、乾燥した落ち葉を粉末状にし、シリンダーに詰めて 10t プレスを用いて圧力をかけて成形した。約 15g の落ち葉から、直径 8mm ×長さ 20mm のペレット材が 10 個できた。木の葉にもリグニンは含まれているため、木質ペレットと同様に接着剤は加えていない。また、比較対象として、おがくずとカンナくずを原料としたペレット材を同じ方法で作製した。市販の木質ペレットと作製した落ち葉・木質ペレットで、硬度・燃焼・耐水の比較を行い、落ち葉ペレット材の実用化に向けた基礎的研究を行った。その結果について、作製した押出成形器具の機能を含めて報告する。
最後に、おがくずとカンナくず、木質ペレットをご提供していただいた、末田建設株式会社代表
取締役の末田公也様と有限会社篠原木工所代表取締役の篠原昭人様、株式会社フォレストエナジー
日田の坂本様に御礼申し上げます。

B-5

九大タンデムにおける AMS の安定化
九大院理 AA

池谷康佑A , 上地健一 A , 島本昌樹 A , 福田毅 A , 森川恒安 A , 野呂哲夫

, 前田豊和 A

現在九大タンデムでは AMS(加速器質量分析)

将来的にはモニタリングシステムを拡張さによる放射性炭素年代測定の高精度化のため，せ，パラメータの変動に対してフィードバック

同位体の逐次入射切替えの高速化と，加速器パ

をかけることを目標としている．本講演では開ラメータのモニタリングシステムを開発して発の経過と測定結果について述べる．

いる．
逐次入射については，加速器への入射時間を短縮し，繰り返しの周波数を高くした．そのため，ビーム強度の時間変動による同位体比測定への影響を小さくできることが期待される．更エラー表示に，大強度の 12 C ビームの入射時間を短くする
ことで加速器のターミナル電圧の変動が抑えられ，安定したビーム輸送ができる．モニタリン
グは 1 台の PC で行っている．現在は AMS ビー

パラメータの時間変動

ムラインのほとんどの輸送パラメータをリアル

図1: モニタリングシステムのスクリーンショット．全パラメータはリアルタイムにモニタされ，Excelファイルとして自動的に保存される．パラメータの変動が許容範囲を超えると警報が鳴る．

タイムにモニタしている．

11

天体核実験のための膜なし He 標的の圧力分布と厚さ測定

B-6

九大院理 A
A

大場希美A , 相良建至 A , 寺西高 A , 藤田訓祐 A , 谷口雅彦 A , 岩淵利恵

A, 後藤昴 , 中野桂樹 Aを比較することで膜なし気体標的の厚さを求め

天体ヘリウム燃焼で重要な Ecm = 0.3MeV
4

12

16

O)γ の反応は断面積が非常にた。また、p ビームを用いた散乱実験で標的の小さいため、Ecm = 2.4 ∼ 0.7MeV の領域で断圧力分布を調べ、これにより気体標的厚さ測定

面積を測定し結果を外挿して求める。この測定の結果を再現できるかどうか試みた。講演では、

で薄膜で閉じ込めた気体標的を使うと、エネル

標的厚さ測定と圧力分布の結果について述べる。
top view of BIGT

での He( C,

ギーが低い

16

O は薄膜内で止まり検出できなMBP1い。そこで、九州大学では吹込み型膜無し気体
標的 (Blow-in Windowless gas target = BIGT)TMP B

SSD TMP Mを開発した。我々が目標としている気体標的のC beam

厚さは (25torr × 3cm) であるが、この目標は差TMP A

動排気系の強化や標的の改造により達成されてMBP2いる。しかし、この反応の断面積の絶対値を決

TMP A,TMP B,TMP C,TMP M : Turbo Molecular Pomp
MBP1,MBP2 : Mechanical Booster Pomp

定するためには、この He 気体標的の正確な厚

TMP C
4

side view

He gas

さを知る必要がある。そのため、p ビームによる

0 度方向弾性散乱を用いて、厚さの分かってい

SSD
MBP1

る膜あり気体標的を用いた時と膜なし気体標的

B-7

C foil

MBP2

Ecm = 1.5M eV での 4 He +12 C →16 O + γ 断面積測定：BG 低減
九大院理 AA

後藤昂A , 相良建至 A , 寺西高 A , 藤田訓裕 A , 谷口雅彦 A , 岩淵利恵

, 中野桂樹 A , 大場希美 A , 田中薫 A , 松田沙矢香 A , 山口裕幸 A

九州大学タンデム実験室では、星の進化におムの安定化、スリット調整などで更なるバック

いて重要な反応である 4 He(12 C,16 O)γ の反応

グラウンドの除去を成す必要がある。

断面積測定を行っている。天体でのこの反応の講演では、Ecm = 1.5MeV のテスト測定結果

エネルギーは Ecm = 0.3MeV であり、我々は報告と、本実験に向けた BG 低減、さらに将来

そのエネルギーでの S 因子を外挿から求めるたの測定計画を述べる。

めに Ecm = 2.4 − 0.7MeV での測定を計画している。この反応で生成される 16 O の数は非常に少なく、その精密測定の為には十分にバックグ
ラウンドを低減しなければならない。
昨年度 2.4MeV での測定を終え、今年九月

Ecm = 1.5MeV でのテスト測定を行い生成 16 Oを確認した。これにより Ecm = 1.5MeV での反応断面積を大まかではあるが求めることが出来たが、バックグラウンドとの分離が十分ではなかった。反応断面積が Ecm = 2.5MeV のお1
よそ 10となる 1.5MeV において精密な測定を行うには、ビーム強度を高めつつ、パルスビー

12

B-8

AGN 降着円盤における円盤自己重力の影響
熊本大・院・自然 A

甲斐隆志A , 荒井賢三 A

活動銀河中心核 (AGN) ではその中心ブラックホール近傍に降着円盤が存在し，円盤内の質量
降着プロセスを通じて重力エネルギーが解放され光輝くと考えられている。また，2 型 Seyfert や
LINER といった AGN には強力な H2 O メーザー (メガメーザー) が観測されるものがあり，これらのメガメーザーは中心ブラックホールから 0.1 − 1 pc 程度のサブパーセク領域にみられる。我々はこのメガメーザーの起源は降着円盤内での分子形成によるものと考え，この領域での円盤の物理
状態と分子反応を研究している。
分子形成を考えている領域は降着円盤の外部領域であり，この領域では中心天体重力に比べ円盤の自己重力が無視できなくなると考えられる。鉛直方向の円盤自己重力を 4πGρH(ρ, H は円盤の密度と半分の厚み) とし標準円盤モデルの解析解を用いて概算すると，サブパーセク領域では鉛直方向の円盤自己重力が円盤構造に影響を及ぼすと予想される。一方，メガメーザーが Kepler 回転
していることから動径方向の自己重力は無視できると仮定する。
また，α ディスクモデルでは一般に動粘性係数を ν = αcs H(α, cs は粘性パラメータと音速) と仮定するが，その導出は自己重力を無視した静水圧平衡を用いているので，鉛直方向の自己重力が優勢となる領域ではこの表現は適切ではない。
これらのことから本研究では，鉛直方向の静水圧平衡に円盤自己重力による項を加え，ν の表現
を適切なものに置き換えてモデルを構築した。このモデルを NGC 4258 に適用した場合，これまでのモデルと比較して円盤の温度構造には変化が現れないが，密度と厚みには顕著な違いが見られることがわかった。

B-9

放射圧によって歪められた降着円盤
熊本大・院・自然 A

伊藤仁史A , 荒井賢三 A

NGC 4258 の中心核にある水メーザーの解析から、この降着円盤が歪んでいると考えられている。
歪みの原因としては、Bardeen-Petterson 効果（Lense-Thirring 効果と降着円盤の内部粘性との複合作用）、中心核から放射される放射圧による効果、自己重力による効果、共鳴緩和による効果（大小異なる降着円盤が合わさったことよる効果）などが指摘されている。Bardeen-Petterson 効果は
ブラックホール近傍においてのみ有効であることが判明したので、今回は放射圧による効果を考察する。中心天体からの放射圧によって距離 r と r + dr の環に働くトルクの成分はL
dG = 6c[βrγ 0 (cos γ, sin γ, 0) + rβ 0 (sin γ, − cos γ, 0)] drである。ここで L は中心天体の光度，β は ,γ は球座標系の偏角である。数値計算を行うことで放射圧が効いてくるかどうかを検証する。

13

B-10

活動銀河核まわりのトーラス
熊本大・院・自然 A

江口雅俊A , 荒井賢三 A

活動銀河核の種類としてセイファート銀河があり、セイファート銀河は 1 型と 2 型に分類される。

1 型はスペクトルに幅の狭い輝線と広い輝線の両方が観測され、2 型では幅の狭い輝線しか観測されない。この 2 種類は統一モデルにより理解されていて、このような観測結果が起こる理由として観測者の視線方向に活動銀河を覆うダストトーラスがあることが原因で起こると言われている。
ダストトーラスには様々なモデルがあるが、Vollmer et al. 2004 を参考にトーラス内の球状の雲同士が衝突する collisional model を採用し、トーラスの密度分布を作成した。トーラスの密度分布には Beckert2004 より鉛直方向には静水圧平衡、動径方向には角運動量輸送の式を用いトーラスの密度分布を決めた。中心ブラックホールの質量などのパラメーターは活動銀河 NGC 1068 の観測結果を用いた。

B-11

カーブラックホール周りのエルゴ領域と降着円盤とを結ぶ磁場によるジェット形成
熊本大・院・自然 A

甲斐洋A , 小出眞路 A

活動銀河核やマイクロクェーサーなどの中心にはブラックホールの存在が示唆されており、更にそれらの天体から相対論的ジェットが観測されている。その相対論的ジェットの加速機構や収束機
構については様々なモデルが提唱されている。
最近、その中でも加速・収束機構を同時に説明できる磁場を用いたモデルが注目されている。これは、回転しているブラックホール (カーブラックホール) による時空の引きずり効果により、周りの磁力線がねじられることで磁気圧が急速に高くなり、プラズマがその磁気圧によって加速されることでジェットが形成されるというモデルである。
我々は、高速回転するブラックホール (回転パラメーター a = 0.99995) 周りのエルゴ領域とケプラー
回転する円盤の間に閉じた磁力線を初期に配置した場合について、一般相対論的 MHD(GRMHD)
数値計算を行い、ジェットが形成されることを示した。
今回、回転の遅いブラックホールについてジェットの形成過程・構造を調べた。また、弱い閉じた磁場を伴った降着円盤の GRMHD 数値計算を行い，ブラックホール近傍では Blandford-Znajek
機構が自然と現れることを示唆した先行研究 (McKinney et al. 2007) との比較を行った。

14

B-12

ブラックホールと降着円盤の系における quasi-periodic inward shock形成
熊大・院・自然 A

宇戸大樹A , 小出眞路 A

マイクロクエーサー GRS 1915+105 などのブラックホール候補の X 線強度変化において約 100Hzの高振動数成分と約 1Hz の低振動数成分の２つの QPO(quasi-periodic oscillation) が観測されている。高振動数成分の QPO に対する説明として、降着円盤からブラックホールに向かって伝播する音波が円盤中の非一様な epicycric frequency 分布によりフィルタリングされるモデルが提案されている (Aoki et al. 2004)。彼らは、初期に Kepler 速度の 95%（sub-Kepler 速度）で回転する
粘性のない降着円盤を考え、その 1.5 次元一般相対論的流体力学シミュレーションを行った。その結果、内側に向かう衝撃波が円盤の内縁近辺に epicycric frequency の最大値程度の振動数で形成されることを示した。しかし、sub-Kepler 速度が生じる原因については降着円盤における磁気回転不安定性が挙げられているだけで、その具体的な機構は明らかにされていない。
本研究では、sub-Kepler 速度の形成と高振動数 QPO に対するより首尾一貫したモデルを構築するため、pseudo-Newtonian ポテンシャルを用いた 1.5 次元 MHD シミュレーションを行う。MHD
シミュレーションには CIP-MOCCT 法を使用し、急激な密度の時間発展を安定して追えるようにした。sub-Kepler 速度で回転する円盤のかわりに、Kepler 速度で回転する円盤と動径方向の磁場を初期条件として用いる。円盤の差動回転により磁場が渦状に歪曲し、円盤は磁気トルクのために減速され円盤の速度は自然と sub-Kepler 速度になる。その後、Aoki et al. (2004) により示されたような降着円盤からブラックホールに向かう衝撃波が繰り返し形成される。今回の講演では、われ
われの用いた MHD コードの概要とそのシミュレーション結果を報告する。

B-13

降着円盤における 2 温度モデルの取り扱い
熊本大・院・自然 A

馬場多聞A , 荒井賢三 A

低光度活動銀河核 (Low Luminosity Active Galactic Nuclei;LLAGN) など比較的活動性の低い銀河中心核からのスペクトルを再現するために様々な円盤モデルが構築されている．
その中でも成功を収めているのが Narayan et al. (1995) で考えられたような，光学的に薄く十分に放射が行われないため内部への移流が優勢になるという移流優勢降着円盤 (Advection DominatedAccretion Flow;ADAF) モデルである．現在では，さらに外部に標準円盤が広がり内部で ADAFに接続するような内部高温流モデルや，標準円盤の表面付近に高温のガスが広がる円盤コロナモデ
ル，その両者を組み合わせたハイブリッドモデルなども考えられているが，依然 ADAF モデルの有用性は保持されている．
そこで本研究では，Narayan et al. (1995) により導出された自己相似解を基に，冷却過程として内部への移流，シンクロトロン放射，制動放射及びそれらのコンプトン散乱を考慮した．また，
電子とイオンの質量差から粘性加熱は主にイオンにより行われると考えられるが，光学的に薄いためイオンから電子へのエネルギー伝達が十分行われず，イオンと電子間に温度差が生じる 2 温度モデルを採用した．
我々から 8 kpc ほど離れた銀河中心には Sgr A∗ と呼ばれる巨大重力源があり，質量 4.0 × 106

M¯ のブラックホールが存在すると考えられている．光度，質量降着率はそれぞれ L ∼ 1036 erg
s−1 ，Ṁ ∼ 10−6 − 10−9 M¯ yr−1 と見積もられており，LLAGN の中でもとりわけ理論的・観測的に重要な天体である．今回使用するパラメーターには Sgr A∗ のものを用いた．

15

会場 C
領域 3

C-1

Ru2−x Fex CrSi のスピン分極率の測定
鹿児島大理 A

村山治A , 久松徹 A , 重田出 A , 伊藤昌和 A , 廣井政彦 A
はよくフィットされ、スピン分極率 P = 0.52

ホイスラー型合金は、ハーフメタルや強磁性
形状記憶合金などの新しい機能性材料になりうが得られた。

る物質として注目されている。バンド計算によ

1) S.Mizutani, S.Ishida, S.Fujii and S.Asano,

りホイスラー型合金 Ru2−x Fex CrSi は乱れに強Mater. Tran. 47(2006)25.
2) M.Hiroi, K.Matsuda, and T.Rokkaku,
Phys.Rev.B 76,132401 (2007)

いハーフメタルであると予測されている

1)。実

際、0.3 ≤ x ≤ 1.8 の組成範囲で強磁性になることが確認されており、高いスピン分極率をも1.4

つ物質の候補である 2) 。
本研究では、Ru2−x Fex CrSi/Pb 構造の接合1.2を作製し、交流変調法を用いてコンダクタン
ス−電圧曲線を測定した。測定したコンダクタ

1.0

ンス曲線について、拡張 BTK モデルを用いた解析を行い、スピン分極率の決定に取り組んだ。
解析にはスピン分極率 P 、超伝導ギャップ ∆、0.8

そして界面散乱因子 Z の 3 つのパラメータを

0.6
-10

用いている。
図に x = 1.7 の組成試料と Pb の接合のコンダクタンス曲線の測定結果と拡張 BTK モデル
によるフィッティングの結果を示す。実験結果

16

-5

0

5

10

C-2

CoTiSb の物性
鹿児島大学理 A胡鉑A , 廣井政彦 A , 重田出 A , 中嶋慎吾 A
気抵抗の減少と対応しているように見える。

半ホイスラー型合金（C1b 構造）はハーフメ
タルや熱電材料などの新しい機能性材料になり0.25

うる物質として注目を集めている。
半ホイスラー型化合物 CoTiSb は多結晶で0.20は電気抵抗が半導体的で常磁性であることが報告 さ れ て い る の に 対 し 、単 結 晶 に お い て

0.15は電気抵抗が金属的であることが報告され

0.10

てい る 。ま た 元 素 置 換 に 対 し て 物 性 が 大 き
0.05

く変化することがわかっている。今回は Ti
を Mn で置換した CoTi1−x Mnx Sb における

0.00

磁化を調べたところ以下の図からわかるよ

0

50

100

150

200

250

300

うに、x ≧ 0.1 で磁化が急に増加し強磁性の傾向 が あ ら わ れ る 。こ の 変 化 は 以 前 の 電 気抵抗の測定で観測された x の増加による電C-3

FeCr2 S4 の高磁場磁化
鹿児島大学理 A , 東北大学金研 B

浦川慎平A , 小川拓郎 A , 伊藤昌和 A , 角直利 A ,重田出 A , 廣井政彦 A , 小山佳一 B
スピネル化合物は磁気的、電気伝導的特性

参 考 文 献 [1]が多様な物性を示す物質として古くから注目

van Diepen,を集めている。カルコゲナイドスピネル化合

State

物 FeCr2 S4 は TN = 166K でフェリ磁性転移を起こす。また、Fe イオンは 2+でヤンテラー(JT) 活性であるため、T o = 9K で JT 転移が起きる。[1] この物質の JT 転移と磁性の関係を調べるため、強磁場磁化測定を行った。図に
磁場範囲 4 < B < 18T における磁化の温度依存性を示す。T < T o, B > 6T で温度減少にそって、磁化が増加しているのが分かる。これは FeCr2 S4 の磁気構造が大きく変化していることに起因していると思われる。

17

F. K. Lotgering, A. M.
and J. F. Olijhoek, Soild

Commun.

17,1149(1975)

C-4

FeCr2 Se4 の磁気的性質
鹿児島大学理 A彦

小川拓郎A , 浦川慎平 A , 角直利 A , 伊藤昌和 A , 重田出 A , 廣井政Aら、FeCr2 Se4 も低温下においてスピングラス

スピネル化合物 FeCr2 S4 は巨大磁気抵抗を持が実現していると言える。

つことや低温で結晶構造の幾何学性に起因する
スピングラス的な振舞いを示すことから、精力

参考文献的に研究されている物質である。FeCr2 S4 の S[1]C.F.Goya,V.Sagredo,Solid State Commun.125 (2003)247.

を同族元素の Se で置き換えると、結晶構造は立方晶から単斜晶に変わることが知られている。
今回、FeCr2 S4 と FeCr2 Se4 の結晶構造と磁気的性質の関係を調べる為に磁化測定を行った。
図に FeCr2 Se4 の磁化 M の温度依存性を示す。

T=201K で反強磁性転移にともなうカスプ状のピークが現れている。さらに温度を減少してい
くと、100K 付近から M は増加している。また
低温では Goya らによって報告されているように [1]、磁場中冷却 (FC) と零磁場冷却 (ZFC) の結果の間に差が現れている。比熱測定では、この温度領域に比熱の不連続が見られないことか

C-5

Mn2YZ(Y=Mn, Cr; Z=3B,4B,5B) の電子構造と磁性
鹿児島大学理工学 A , 鹿児島大学名誉教授 B , 東京大学名誉教授 C

原口恭輔A , 藤

井伸平 A , 石田尚治 B , 浅野摂郎 C
我々は、ホイスラー型 Mn-Cr-Z（Z=3B,4B,5B）
合金において、フェリ磁性でありながら大きなスピン分極率をもつものがあることを第一
原理計算より予測した［１］。今回、より精8
T D O S [ st a t e s/ f.u . sp in e V ]度の高い第一原理計算［２］を化学量論組成の物質について行っているのでその結果（電子 構 造 や 磁 化 ）に つ い て 報 告 す る 予 定 で ある。結果の一部（分子あたりの DOS）を図に示した。これらは、スピン分極率が以前より大きくなった物質である。 [1] S. Fujii et

Mn2MnSi
6
Up
down

4
2
0
-8

al; J.Phys. Soc. Jpn. 77 (2008) 0747021.
[2] WIEN2k,http://www.wien2k.at/

-6

-4

-2

0

2

0

2

E-EF [eV]T D O S [ st a t e s/ f.u . sp in e V ]8

Mn2MnP
Up
Down

6
4
2
0
-8

-6

-4

-2
E-EF [eV]

18

C-6

Co2MnSi を用いた強磁性トンネル接合の TMR に対する圧力効果
九大院理 A , 新潟大工 B , 東北大金研 C , 東北大院工 D , 久留米工大 E
海玄道

A,E

, 中野智仁A,BCC昇昌利A , 巨D, 桜庭裕弥 , 高梨弘毅 , 大平祐介 , 安藤康夫 D

高スピン分極率を有するハーフメタル材料

値 (RAP ) が圧力印加により大きく変化してい

Co2 MnSi (CMS) を代表とする Heusler 合金をることから、圧力効果により CMS スピン分極用いた強磁性トンネル接合 (MTJ) においては率が変化している可能性がある。

高いトンネル磁気抵抗効果 (TMR) が観測され[1] K. Suenaga, et al., Phys. Rev. Lett. 98(2007) 207202.

てきた。我々はこれまでに Fe/Cr 人工格子の巨大磁気抵抗効果 (GMR) が圧力下において大Co MnSi(300)/Al-0(13)/Co MnSi(100)3500

きく増大するという結果を報告した [1]。圧力

2

2

3000

印加により、状態密度やバンドギャップ等様々R (Ω)

大きな影響を受けると期待される。本研究で150

ambient
0.2 GPa
1.25 GPa

2500

100

2000

TMR (%)なパラメーターの操作が可能であり、TMR は50

は CMS/Al-O/CMS MTJ に圧力をかけること

1500

で、各パラメーターを操作し TMR について新01000

たな知見を得ることを目的とした。Fig. 1 に圧

-0.2

-0.1

0

0.1

0.2

Magnetic Field (T)力下における CMS/Al-O/CMS MTJ の TMR

Fig. 1 TMR curve at 4.2 K for a CMS/Al-O/CMS

curve の例を示す。ゼロ磁場付近の抵抗の最大

C-7

200

T = 4.2 K

MTJ at high pressure.

Mn 基 Fe2 P 型化合物の磁気熱量効果
九大院理 A

桃枝理彰A , 光田暁弘 A , 和田裕文 A

強磁性体 MnFeP1−x Gex (x=0.15,0.17) はシ[1]Hisato Yabuta et al. , J.Phys.Soc.Jpn.75(2006)113707

ャープな一次転移を示す。[1] Ge の量 0.02 のわずかな増加でキュリー温度は約 30K 増加し、

x=0.17 でキュリー温度は 280K の室温付近になる。その温度付近で大きな磁気熱量効果を示
すが、一次転移なために温度幅は狭い。
今回、P,Ge の組成比を固定して Mn,Fe の組
成比を変えることで、シャープな一次転移をブロードにして、温度幅を広げることができないか実験した。そこで Mnx Fe2−x P0.8 Ge0.2 の試料作製を行い磁化測定を行った。そして磁気エントロピー変化を求めた。
以下に、x=0.95,1.0,1.05 の磁化温度曲線の温度依存性のグラフを載せる。x=0.95,1.0 では
シャープな一次転移を示し、x=1.05 ではブロードな転移の振舞いを示した。本講演では、この磁化の振舞いや、磁気エントロピー変化の振舞
いを議論することにする。

19

C-8

SQUID 磁束計を用いた f = 14 kHz までの交流磁化率測定システムの開発
九工大工 A

鶴田一樹A , 小森田裕貴 A , 美藤正樹 A , 出口博之 A , 高木精志 A

磁性ナノ粒子や単一分子磁性体の動的な磁流 磁 化 率 の 温 度 依 存 性 を 示 す．当 日 は 測 定

気情報を調べる上で，交流磁化率は磁性化エ

結果の較正方法の詳細についても報告する．

ネルギーや緩和時間などの重要な物理的知
見を与える．日本カンタム・デザイン社製の

SQUID(Superconducting Quantum Interference Device) 磁束計 MPMS と電磁誘導方式のPPMS を用いれば，0.1 Hz から 10 kHz までの周波数領域で交流磁化率を測定することができる．MPMS は, 低周波数領域の測定を得意とし，測定可能周波数領域は f ≤ 1 kHz である．我々は MPMS に外部機器 (分解能 24 bit·
サンプリングレート 200 kHz の A/D 変換器など) を接続することで，交流磁化率の測定可能周波数の限界を 14 kHz にまで拡大させることに成功した (Hac ≤ 0.2 Oe ＠ f ≥ 1 kHz)．
図は，強磁性体 Ho における各周波数での交C-9Co(S,Se)2 の圧力下磁気熱量効果
九大院理 A

佐田國修A , 光田暁弘 A , 和田裕文 A

遍歴電子メタ磁性体 Co(S,Se)2 は、S を Se35に置換することにより キュリー温度は減少し

30

約 5 ％置換する事で磁気エントロピー変化は

25

H=1T

最大値を示す。このキュリー温度と磁気エントM(emu/g)

0GPa

ロピー変化の関係はスピンのゆらぎを取り入れた遍歴電子メタ磁性の理論によって良い精度

20

1.2GPa0.8GPa10で一致することが知られている。また、CoS2に圧力を加えるとキュリー温度が下がり磁化5の変化がシャープになることも知られている。

0
80

90

100

110

120

130

140

150

Temperature (K)

そこで、Co(S,Se)2 に圧力を加えて磁化測定を行い、同様に理論に合う結果が得られるかど
うかを議論する。

0.4GPa15

図１ CoS2 の高圧下での高圧下での磁化温度曲線
での磁化温度曲線

以下に CoS2 の磁化温度

50.8GPa曲線と磁気エントロピー変化の温度依存性の1.2GPa4

グラフを載せる。本講演では、S を Se に置換

0.4GPa-ΔS(J/kgK)した試料についてのデータも載せ磁気エント
ロピー変化の振舞を見ることにする。また実際に理論計算をおこない実験結果と比較し一致点、相違点を調べその背景の考察もおこなう。

3

H=0-2T

0GPa
2

1

0
80

90

100

110

120

130

140

Temperature(K)
図２ CoS2 の高圧下での高圧下での磁気熱量効果
での磁気熱量効果

20

150

C-10

メソポーラスシリカ SBA-15 を利用した酸素分子の高圧下磁気測定
九工大工 A , 福岡大理 B
A

鶴田英樹A , 美藤正樹 A , 小森田裕貴 A , 田尻恭之 B , 出口A博之 , 高木精志 , 古曳重美 A
酸素分子の高圧力下物性研究は、30 年以上[1] R. J. Meier et al ., J. Phys. C : Solid State Phys.
15 (1982) 1015.

前からＸ線回折実験・中性子回折実験・光学測
定・電気抵抗測定によって詳細に調べられてきた。しかし磁気測定においては 、P = 0.8 GPa
までの Meier らの電磁誘導法を用いた磁化率測定が報告されているだけである [1]。我々は、メ
ソ多孔質構造体 SBA-15(細孔径 8 nm) の細孔
中に酸素分子を吸着させ、ピストンシリンダー型圧力セルで SBA-15 の容器ごと加圧し、酸素分子間距離を変化させようとした。この環境では、P = 1.5 GPa までの交流磁化率測定が可能であり、そこでの分子凝縮相の変化を追跡した。右図に P = 1.5 GPa 付近での酸素分子の交流磁化率の温度依存性を示す。T = 140 K 付
近で磁化率に β − γ 転移らしき異常が見られて
いる。

C-11

異形体構造を持つ Cu2 (OH)3 Cl の磁場中比熱測定
九大院工 A , 佐賀大理工 B

諸冨大樹A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A , 萩原雅人 B , 鄭旭

光B

Cu2 (OH)3 Cl:clinoatacamite はパイロクロ
ア型の四面体構造を持つ S=1/2 Heisenberg 系
スピンのフラストレート磁性体である。また二20

次元カゴメ格子間に弱い結合が働いているため

C (J/K mol)

低次元量子スピン系としても注目されている。
その磁性についてはμ SR 測定等から TN 1 =18K
で反強磁性転移し、さらに TN 2 =6.5K では反強磁性長距離秩序とスピン揺らぎが共存する相に転移することが報告されている。我々は前回まで比熱測定では TN 2 で鋭いピークが高磁場

H = 0TH = 0.5T
H = 1TH = 2TH = 3TH = 5T

15
10
5

中では潰れることや、極低温で現れる核比熱か0

らスピンの揺らぎを示唆する事を報告した。今2

回は比熱の低磁場での依存性について調べるた

3

4

5

6

7

8

9

T (K)

めに粉末試料の比熱測定を行い、図 1 のような

図1 clinoatacamite 比熱磁場依存性

磁場依存が見られた。この振る舞いは clinoat-acamite の持つ二次元カゴメ格子に起因していると考えられ、この関連性について発表する。

21

10

C-12

ブレークジャンクション法を用いた極低温下における Ni 細線の量子伝導測定
九大院工 A , 金沢大教育 B

中島尚也A , 家永紘一郎 A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A , 辻

井宏之 B
近年、ブレークジャンクション法 (MCBJ 法)

伝導に大きな変化が起こるのではないかと考や STM を用いた金属細線の電気伝導測定がえられる。当日は一連の成果について報告する。

行われてきた。Au,Ag,Cu のような貴金属細線の破断の最終段階では、ランダウアの公式

ピエゾ
電圧印加

I/V = N G0 (N =1,2,3・・,G0 =12.86Ω−1 ) で与えられるような、G0 の整数倍のステップ状のコンダクタンストレースが得られることが知られている。我々は図に示すように、MCBJ法を用いて磁性細線を破断させていくことでナノワイヤーを作成し、4.2K 真空中で電気伝導測定を行っている。この実験系においては圧電素子を用いることで細線の径を自由に変化させることができ、さらに 4.2K では細線の径を一定時間保つことができる。Ni ナノ
ワイヤでは、磁壁の微細な変化が伝導に大きく寄与すると考えられる。また、磁場印加によってスピンの向きをを制御することで、電気

C-13

一軸方向に歪んだパイロクロア磁性体の基底状態 II 第２近接相互作
用の効果
福岡工業大学 A

北﨑 保A , 加藤 友彦 A

Co2 Cl(OH)3 に代表されるパイロクロア磁性体の基底状態について検討した結果を報告する。
Co2 Cl(OH)3 については、X.G.Cheng 等が帯磁率、μ SR の測定を行い、低温の磁気構造は強磁性とランダムスピンの共存であると報告している。その後、H.Kubo 等が NMR の実験を行い、ほぼ同様の結果を得ている。しかしながら、磁気構造の詳細ならびに相互作用の機構は明らかになっていない。我々はまず最近接相互作用のみを考慮した異方的イジングモデルを仮定し、マルチカノニ
カルモンテカルロシミュレーションによって基底状態を調べた。磁性原子数 256 個の系において、

107 モンテカルロステップで基底状態を調べた。この内訳を見ると、歪みの方向（以下 z 軸と記す）の磁化が打ち消された状態すなわちスピングラス状態が圧倒的に多数であり、このモデルシステ
ムの基底状態はスピングラス相であることを示している。一方、実現度数は極めて少ないが、強磁性を示す状態も基底状態として存在していることも分かった。この状態は三角層が強磁性、カゴメ層が 2in 1out のランダム磁性となっており、上記の実験で報告されている状態に相当するものと考えられる。前回の報告で、この状態はわずかな磁場が z 方向に印加されれば、実現することを示した。今回は磁場 0 であっても、第 2 近接スピン間に弱い強磁性相互作用があれば、この状態が実現することをシミュレーションによって示す。

22

C-14

ＤＡＣとＳＱＵＩＤ磁束計を融合させた高圧力下磁化測定技術
九工大工 A

長井宏輔A , 鶴田英樹 A , 美藤正樹 A , 出口博之 A , 高木精志 A
圧力下磁化測定（図 1）について紹介をしたい。

GPa 領域での高圧力下磁気測定は、電磁誘導を利用した交流磁化率測定などによる低磁場領域での測定が主である。現在、磁化曲線を測定する方法としては、我々が採用している SQUID
磁束計 (QD 社製 MPMS) と超小型 DAC を用いる方法（以下、MPMS-DAC 法と呼ぶ）しかな
い。MPMS-DAC 法では、MPMS のコイルシステム中での試料を移動させたときの SQUID
応答を対称的なものにする必要がある。我々は、ガスケットにコバルト箔を適量配置することで、測定環境を簡便に整えることに成功した。これによって、温度・磁場・圧力のそれぞれで広い境域をカバーする実験がより簡便化される。講演では XMCD より 25 GPa 付近で強磁性モーメン
トが消失すると報告されている CoFe2 O4 の高C-15

CuCrZrS4 の磁場中磁化率測定
鹿児島大学理 A , 室蘭工業大学 B
田正一 B

CuCrZrS4 はその結晶構造から磁気的フラス
トレーションが強い系であることが知られている。我々はこの物質が磁気的振る舞いを示す温度 T∗c において、比熱にとびが見られないことから、T∗c で短距離の強磁性相関が発達するものと予想している。今回我々は 18T から

CuCrZrS4 の磁場中磁化測定を行った。図に T∗cの磁場依存性を示す。ここで T∗c は磁化の温度依存性を温度で微分することで決定した。磁場が大きくなるに従って T∗c は増加している。これ
は磁場の増加とともに強磁性相関が発達したためと考えられる。講演ではその詳細を説明する。

23

角直利A , 伊藤昌和 A , 廣井政彦 A , 重田出 A , 永C-16

Ru1.9 Fe0.1 CrSi の圧力下電気抵抗率
鹿児島大学理 A , 東京大学物性研究所 BA

A

中嶋慎吾A , 廣井政彦 A , 伊藤昌和 A , 重B

田出 , 六角継美 , 松林和幸 , 上床美也 B

Ru2−x Fex CrSi は乱れに強いハーフメタル、あるいは、それに近いスピン分極率をもつ物質

ほとんどなかった。当日は、その原因についてであるとバンド計算により予測されている 1) こ

1) S.Mizutani,
S.Asano, Mater.

考察する。

れまでに我々は、Ru2−x Fex CrSi が、X の増加

S.Ishida,
Tran.

S.Fujii and47(2006)25.

とともに格子定数は小さくなり、磁気的性質は反強磁性的から強磁性的へ変化し、さらに、電気伝導は、半導体的から金属的へと変わるとい

2GPa
8GPa

ρ（arb.units）

0.11

うことを示した。Ru1.9 Fe0.1 CrSi の電気伝導は半導体的で、磁気的性質は反強磁性体的である。
この物質に圧力を加えることで、格子間を縮ませ、半導体的な性質が金属的性質へと変化する

0.10
0.09
0.08
0.07

のではないかと予想し、圧力下における電気抵

0.06

抗を測定した。図にこの物質の圧力下における

0.05
50

100 150 200 250 300

Temp(K)

電気抵抗の温度依存性を示した。今回、8GPaまで測定を行ったが、電気抵抗の圧力依存性は

C-17

Ru1.9 Fe0.1 CrSi の µSR
鹿児島大学 A , 理化学研究所 B

久松徹A , 伊藤昌和 A , 廣井政彦 A , 鈴木栄男 B , 大

石一城 B , 石井康之 B , 渡邊功雄 B

T'15K でスピン凍結が起こると考えられる。

秩序 は な い と 考 え ら れ る 。ま た 磁 化 の 不 可
逆性によりグラス的凍結が示唆される。我々は、この凍結の形成・磁気秩序について調べるため ZF-µSR と LF-µSR の測定を行った。
図に、ZF-µSR の時間スペクトルを示す。時間スペクトルは A(t)=A1 exp(-λ1 t)+A2 exp(-

λ2 t)(λ1 > λ2 ) で合わせる事ができ、緩和率はT'15K で最大を示した。LF-µSR の結果より

Normalized Asymmetry

ホイスラー化合物 Ru1.9 Fe0.1 CrSi は磁化に30K でピークが見られるが、比熱より長距離

0.6

Ru1.9Fe0.1CrSi
ZF-SR

0.4
0.2
0
0

2

4

t (s)

低温での静的磁場の存在が確認され、T=0.26K
での内場は HLF '1300Oe と見積もる事ができ、

24

30K
4.3K
20K
16K

6

8

C-18

DMACuCl3 における対角秩序と非対角秩序の共存
九大院工 A , 九大院理 B , RIKENC
A

A

坂元康剛A , 中尾貴史 A , 諸冨大樹 A , 稲垣祐

B次 , 河江達也 , 浅野貴行 , 網代芳民 Cを予定しており、当日はこれらの磁性について

DMACuCl3 ( DMA = (CH3 )2 NH2 ) の磁化過程はゼロ磁場から磁化が立ち上がり始め、飽も発表する予定である。

和磁化の半分に達した 2T < H < 3.5T の磁場

single crystal

領域で磁化プラトーが現れる。プラトー前の領

sample A

2

域では反強磁性磁気秩序を示し、プラトー後のsample B

ギャップがつぶれた領域では磁場誘起秩序を示

sample C

1.5

す。温度―磁場相図に関して単結晶試料、粉末

T(K)

試料 (粉末 A) の磁場誘起相に違いがみられることから [1,2]、結晶をより細かくすり潰して作製した粉末試料 (粉末 B, 粉末 C) を用いた比熱測1定を行ったところ、磁場誘起相が連続的にゼロ
磁場まで繋がっている結果が得られた（図 1）。

0.5

このことから低温―低磁場領域で反強磁性状態と磁場誘起磁気秩序状態の共存の可能性が考え

0られ、これは対角秩序と非対角秩序の共存を示

2

4

6

8

H(T)

唆している。

図1. 温度－磁場相図

現在、非磁性不純物を含む単結晶試料の測定

C-19

0

一軸圧力下におけるナノスケール結晶 LaMnO3 の磁気特性
九工大工 A , 福岡大理 B

才所誠也A , 鶴田一樹 A , 小森田裕貴 A , 美藤正樹 A , 田尻

恭之 B , 出口博之 A , 高木精志 A
近年，微粒子作成の技術の進歩により高品質の磁性微粒子が合成されるようになった。特に強相関系微粒子では，電子スピンの強い相互作用のため，今までに報告されていない特異な興味深い振る舞いが期待される。本研究では，低温相に反強磁性相と強磁性相をもつ LaMnO3のナノスケール結晶に着目し，磁気特性の圧力効果実験を行った。LaMnO3 は A-type 反強磁性体であり，面内は強磁性的，面間が反強磁性的相互作用である。約 80 Å の細孔をもつケイ酸塩メソ多孔体 SBA-15 の細孔中で合成されたナノスケール結晶を用いている。図 1 は圧力下における交流磁化率の温度依存性を示す。圧力とともに転移温度が高温側へ移動してキャリア
ドープによる変化と同様の傾向が観測された。

25

10

C-20

Cs2 Cu3 P4 O14 の磁気秩序
九大院理 A , 九大理 B , 東大物性研 CACC, 王俊峰 , 松尾晶 , 金道浩一

松浦圭介A , 三田稔 B , 浅野貴行 A , 和田裕文Cすると考えられる。

複数個の量子スピンが強磁性又は反強磁性的に強く結合した複合スピン系 (二量体、三量体

当日は、強磁場下で観測された磁場誘起磁など) は、その複合スピン間の相互作用により

気秩序の可能性なども示し、詳細な報告を行う。

大変興味深い磁気的性質を示す。

Cs2 Cu3 P4 O14 は結晶学的に Cu2+ が三量体を形成すると考えられ、複合スピンのモデル物
質として期待できる。
右図は比熱 (0T) 及び逆磁化率 (挿入図) の温度依存性の結果である。約 20K で逆磁化率に急激な傾きの変化が見られ、約 10K で比熱に異常が観測された。
これらの実験結果から、20K 付近で反強磁性
三量体を形成し、10K 付近で三次元磁気秩序を

C-21

三量体構造を有する一次元反強磁性体 Na2 Cu3 (GeO3 )4 の磁性
九大理 A , 九大院理 B , 東大物性研 C
B

三田稔A , 松浦圭介 B , 浅野貴行 B , 和田裕文

, 王俊峰 C , 松尾晶 C , 金道浩一 C

Na2 Cu3 (GeO3 )4 は 、磁 性 イ オ ン で あ る
Cu2+ (S = 1/2) が三量体を形成し、その三量

約 10K でのブロードな極大は、低次元 (一次体が一次元的に連なったリボン鎖を構成してい。詳細な解析結果は、当日報告する予定である。

元) 反強磁性体特有の短距離秩序を示しているる。このリボン鎖の三量体内及び三量体間の相0.020

互作用の大きさによって、様々な興味深い現象が期待される。

400

300

χ (emu/mol)

今回我々はNa2 Cu3 (GeO3 )4 の磁気的性質を調べるため、純良な粉末試料を作製し、その磁化率、強磁場磁化過程の測定を行った。
右図は磁化率 (χ)、逆磁化率 (χ−1 ) の温度

χ-1 (mol/emu)

0.015

0.010

100

0

0.005

−1

(T) の約 80K における大きな折れ曲がりは、反強磁性三量体構

200

依存性の結果である。χ

0

50

100

150
T (K)

200

250

300

H = 1T
0.000

造の特徴を反映したものである。またχ(T) の

0

50

100

150
T (K)

26

200

250

300

会場 D
領域 6

D-1

Local structure of superionic glass AgGeSe
九大院理 A , 高輝度光セ B , pohang 加速器 C , Hungary 科学院 D , Chemni ｔ z 大 E

Loku Singgappulige Rosantha KumaraA , 尾原幸治 A,B , 川北至信 A , 日高昌則 A ,Nark Eon SungC , Pal JovariD , Ivan KawanE , 小原真司 B , 武田信一 AAmorphous Ag-Ge-Se system exhibits supe-

performed by using structure factor S(Q)rionic behavior at room temperature, where
silver ions migrate in chalcogenide glass.
This system has a wide range of compo-

and the pair correlation function g(r) of
X ray diﬀraction and EXAFS spectrum.

sitional region where amorphous state canbe easily obtained.Recently reported that
this transition in ionic conduction may arise
from a phase separation between Ag-richsuperionic glass phase and Ge-Se chalcogenide glass. X-ray diﬀraction and EXAFS
on the Ge, Se and Ag K edges were carried out at the room temperature to study
the structure of single phase Agx (GeSe3 )1−xx = 0.565 glass.RMC structure model was

27

D-2

液体 Bi-Sn 合金系の共晶組成領域におけるナノ構造
九州大学大学院理学研究院 A , 九州大学大学院理学府 B , 新潟薬科大 C , JASRID
武田信一A , 上野広樹 B , 田原周太 B,C , 川北至信 A , 尾原幸治 B,D , 小原真司 D , 伊
藤真義 D

液体 Bi-Sn 合金は Bi43atX 線回折実験は布するようになるなどの興味深い結果が得られSpring 8 BL08W で 176.6keV（0.0685A）を用い、厚さ約 700 μ m の平板試料を石英同軸円筒容器に封入後、透過法で測定をおこなった。測定た。講演では液体合金中の原子配位のモデルについて詳細に議論する。

波数範囲は 0.45〜23.0(1/A) で、測定は 1100C,

900C, 800C, 700C, 500C, 300C , 180C の各温度で測定を行った。 中性子回折実験は ISIS、SANDALS で薄肉石英容器に試料を封入し、900C, 700C, 500C300C180C の各温度で測定を行った。測定波数範囲は 0.5〜20(1/A) であった。RMC モデリングから得られた部分 2 体分
布関数によると Bi-Bi 相関が他の Bi-Sn,Sn-Sn
相関に比べて大きな温度変化を示していることがわかる。図 1 には比較のため pure Bi 500 ℃での二体分布関数を実線で示している。また低温液体では Bi-Bi がかなり揺らぎを持った分布を示すが、高温液体ではそれが比較的均一に分D-4超イオン伝導メルトの構造
九大院理 A , 新潟薬科大薬 B , 高輝度光セ CA

川北至信A , 田原周太 A,B , 上野広樹

, 尾原幸治 A,C , 小原真司 C , 武田信一 A

高温固相で超イオン伝導体になる貴金属ハライドや貴金属カルコゲナイドは、より高温で溶融状態になっても、そのカチオン−カチオン部分構造に共通した特徴があることが分かってきた。通常の溶融塩では異種イオン間の部分構造が最近接分布を形成し、同種イオンは電気的な反発力により最近接分布から排除されているが、これらの溶融超イオン伝導体では、カチオン−カチオン部分構造が異種イオン間の最近接分布に深く侵入しピークを形成する。カチオン分布は大きな揺らぎを持った中距離構造を示し、その構造はカチオンが協動的に高速拡散していることを示唆している。そこ
で、溶融状態においても超イオン伝導状態が存在するという意味で、我々はこのような溶融物質を超イオン伝導メルト と呼んでいる。本発表では、SPring-8 の BL04B2 ビームラインを用いた高エネルギー X 線回折測定とそのデータを基にした逆モンテカルロ構造モデリングにより得られた
溶融 Ag 2 Se における部分構造とその解析結果を報告する。また、これらランダム系物質の構造測定手段として我々が用い、あるいは開発段階にある放射光 X 線回折計および中性子分光器などを概観しながら紹介したい。

28

D-5

アモルファス超伝導体/微小磁性体複合構造における磁束フロー抵抗と臨界電流
九大理 A , 九大院理 B , 九大高等教育セ C

多持洋孝A , 吉村哲也 B , 小久保伸人 C ,篠崎文重 B
超伝導体と強磁性体を組み合わせることに得られた臨界電流 Ic の磁場依存性である。Icより、磁束量子のピン止め特性及び磁束の動特は磁場に対して減少傾向を示すが、その上にス性を制御する研究を行っている。図のインセッ

ムーズな振動が見られた。講演では磁束密度とトに我々が作製した試料を模式的に示す。アモ

縦縞幅の釣り合い効果から Ic の振動を議論する。

ルファス NbGe 超伝導膜（Tc ＝ 4.1K）とパー
マロイの強磁性体で構成される。パーマロイは
一辺 1 μ m の正三角形の形状に微細加工した。
この微小強磁性体を直線状に並べ、さらにこの列を 2 μ m 間隔で縦縞状に配置した。磁場 H
を面直に印加すると、超伝導体に磁束が誘起される。微小強磁性体近傍では磁束は漏れ磁場により磁気的にピン止めされる一方、それ以外の磁束は磁気的ピン止めを受けない。このため超伝導体に電流を流し駆動力を与えると、図の様に磁気ピン止めされない磁束のみを縦縞に沿ってフローさせることができる。図は T=3.5K で

D-6

液体 Ag-Se 系の音速：化学量論的組成近傍での振舞い
熊本大自然科学 A

サハラA , 安仁屋勝 A

It has been reported that the electronic conductivity in liquid Ag-Se system exhibits an anomalous behavior at the stoichiometric composition Ag2 Se. Contrary to the usual behavior observedin compound liquid semiconductors, this system exhibits a maxima and negative temperaturedependence in the electronic conductivity at the stoichiometric composition. The anomalous
behavior is also apparent in the composition dependence of the ionic conductivity. On the other
hand, in the measurement of the composition dependence of the sound velocity, no anomaly has
been detected. Concerning the ionic diﬀusion and sound velocity, we have proposed a viscoelastic
model that reproduces the experimental behavior. Concerning the anomalous electronic properties, a model based on the bond ﬂuctuation processes has been proposed. The aim of the present
work is to re-examine the behavior of the sound velocity in liquid Ag-Se by using the viscoelastic
model. In particular, the eﬀect of the Thomas-Fermi screening parameter on the sound velocity
near the stoichiometric composition will be considered.

29

D-7

鉄系超伝導体 LiFeAs,NaFeAs の圧力効果
九工大工 A , Dep. of Chem., Univ. of OxfordB , Dep. of Phys., Univ. of OxfordC
山口宜大A , 鶴田英樹 A , 小森田裕貴 A , 美藤正樹 A , M. J. Picher B , P. J. BakerC ,S. J. BlundellC , D. R. ParkerB , S. J. ClarkeB
2008 年 2 月 LaFeAsO1−x Fx において臨界ら上昇に転じるという奇妙な圧力応答を示した。

温度 T c = 26 K の超伝導体が発見されて以[1]M.Mito et al .,J.Am.Chem.Soc.131(2009)2986.

来、鉄系超伝導の研究は爆発的な勢いをみせている。これまでに発見された鉄系超伝導物質
は結晶構造より５つのカテゴリーに分類される。我々は、その中の 111 型 (AFeAs) に属す
る LiFeAs (Tc = 17 K) と NaFeAs(Tc = 9 K)の圧力効果を調べている。臨界温度の高い系に比べ、伝導層の FeAs 層間の距離が小さいのが特徴である。図 1 にそれぞれの Tc の圧力依存性を示す。LiFeAsにおいては加圧に対して単調な Tc の減少が観測され、それはFeAs4 四面体の構造変化と関連付けて議論できる [1]。一方、

NaFeAsにおいては 0.6 GPa 付近で Tc が減少か

D-8

イオン拡散と非線形光学定数：結合論からの考察
熊大院自然科学 A

池田祥典A , 安仁屋勝 A

固体中のイオン拡散現象を説明する結合揺らぎモデル [1] から，超イオン導電体の分極率が大きいこと，またそれに伴い，非線形光学定数が大きいことが予想される．最近の我々の研究から，この予想の正しさが確認された． 今回の研究では，結合軌道論の観点から Lines が導出した非線形光学定数 χ(3) の理論式 [2] を用いて， R2 O − B2 O3 (R=Rb，Cs，Ag) ガラスの χ(3) の値を見積もった．
その結果，Rb2 O − B2 O3 ガラスと Cs2 O − B2 O3 ガラスでは計算値は実験値 [3] とよい一致を示す
が，Ag2 O − B2 O3 ガラスにおいては大きな逸脱を示すことがわかった。全ての Ag2 O − B2 O3 ガ
ラスにおいて，実験値＞計算値となっていることに注目し，何がこの系の非線形光学定数を増大させているかを考察することで，Ag-O 結合が形成する p-d 混成軌道に主たる要因があることを突き止めた．更には， p-d 混成軌道は Ag イオン導電体のイオン拡散機構においても重要な役割を果たすことから，イオン伝導と非線形光学に関する新たな接点を見出した．

[1] M. Aniya: Solid State Ionics 50 (1992) 125.
[2] M. E. Lines: Phys. Rev. B 43 (1991) 11978.
[3] K. Terashima, S. Kim and T. Yoko: J. Am. Ceram. Soc. 78 (1995) 1601.

30

D-9

超流動ヘリウム膜上２次元電子系における電子数密度の直接測定
九大院理 A中西倫宏A , 小林竜馬 A , 矢山英樹 A
液面上の電子数を求める方法である。

固体基板の上に乗せた超流動ヘリウム膜上には２次元の電子を形成することができ、これま

金属基板 C を下げることで、電子を金属でに様々な実験が行われている。しかし、下地

基板上 D からバルクヘリウム上 E に移動

基板の物理的性質が電子密度に及ぼす影響につさせ、C の膜上電子の密度を測定した。結いての詳細な実験結果はない。また、下地基板

果や詳細については本講演にて発表する。

が金属である場合ヘリウム膜上に電子が存在できるという説と、トンネリングにより金属中に逃げるという説があるが、これは実験的に確かめられていない。下地が金属の場合は電子密度がバルクヘリウムの場合と比べ高くなるため、

B

D
C

電子系はフェルミ縮退し Wigner 結晶の量子融解が観測されると期待される。今回、この実験

A
Eへのアプローチとして、この電子の密度を二種LHe

類の方法で測定した。
一つの方法は Sommer-Tanner によって開発された実験である。これは液体ヘリウムに平行な電場で電子を駆動し、電気伝導度から密度を求める手法である。二つ目は振動容量型の電気量計で、図のように電極 A を上下に振動させ、それにより電流計 B に流れる電流からヘリウム

D-10

ポリエチレンオキシド系リチウムイオン導電体における緩和時間の動的クロスオーバー
熊大院自然科学 A

Ndeugueu Jean LeopoldA , 安仁屋勝 A

We have investigated the behavior of the α-relaxation time at the crossover temperature Tc ,-logτα (Tc ), in the poly(ethylene oxide)-based single-ion conductor PE600-xLi (x is the lithiumcontent). We found that the values of -logτα (Tc ) spread in a narrow interval when the lithiumcontent varies. A similar result is obtained with respect to the fragility index m. For the later
result, we have proposed a theoretical relationship based on the bond-strength-coordination number ﬂuctuation model that describes with a good agreement the experimental data. On the other
hand, with the objective to gain further insights on the universal magic relaxation time introduced by Novikov et al., we used the result obtained by Ngai for the study on the β-relaxation
time at the glass transition temperature, -logτβ (Tg ). We have derived a theoretical relationshipbetween the Kohlrausch-Williams-Watts exponent β K W W (Tg ) and m which describes accurately
the experiments. From such a relationship, we found that the variation of -logτβ (Tg ) with m issimilar to that of -logτα (Tc ). This result reinforces the idea that a correlation between α andβ-relaxations in glass-forming liquids exists.

31

D-11

SiO2 基板上 Ｉｎ/Ge 薄膜の超伝導特性
九大院理 A , ＮＩＭＳ B , 九大高推センター C
CA

小久保伸人 , 山田和正 , 篠崎文重

田崎茂A , 松原洋祐 A , 牧瀬圭正 B ,A

我々は、Ge もしくは Mo 下地膜上に蒸着した、In 超伝導薄膜の輸送特性の研究を行っている。In/Mo 薄膜の場合、In 膜厚１０Å程度で超2.5伝導転移が見られ、全体に均一な In 薄膜が形成されていると考えられる。また SiO 基板上に蒸"In20/Ge60/SiO2""In50/Ge60/SiO2""In50/Ge60/glass""In10/Mo50/glass"2

着された In/Mo 薄膜を FIB(Foucus Ion Beam)
加工することにより、In/Mo 細線を作成し、その輸送特性を測定した (D21)。本発表では、

1.5

In/Ge 細線の輸送特性の研究を目的とし、まず2 次元 In/Ge 系の輸送特性の研究を詳しく行っ1た。試料の作成には、真空蒸着法を用い、Ge を60 Å蒸着した後、In を目的の膜厚まで蒸着し0.5た。基板には、In/Mo 薄膜と比較するためのガラス基板と FIB 加工用の SiO2 /Si 基板を使用した。これまでの実験から、図のように基板によ01る輸送特性の違いが観測され、In の Tc 近傍で

2

3

4

5

6

7

8

"T(K)"｜dR/dT｜が大きく変化する、擬リエントラン
ト的な振る舞いも観測された。講演では磁場による輸送特性の変化についても詳しく述べたい。

D-12(In2 O3 )1−x (ZnO)x 膜の超伝導特性 II
九大院理 A , 九大高推セ B , NIMSC , 出光興産（株）先進技術研究所 D

高田聡A ,

山田和正 A , 篠崎文重 A , 小久保伸人 B , 牧瀬圭正 C , 矢野公規 D , 中村浩昭 D

InO に Zn をドープした (In2 O3 )1−x (ZnO)x

る。破線は超伝導−常伝導相の境界を示してお膜 (IZO 膜) は、高い導電率と透過度を持つ透明

り、Tc と n に強い相関があることが予測される。

導電膜であり、加工性等の利点から液晶ディス
x
0
0.005
0.01
0.02
0.025
0.03
0.035
0.01

4

プレイ等に応用されている。Zn ドープが低濃度の場合、作成時はアモルファスであり、超伝導を示さない。しかし、熱処理することで、多結3晶化し、低キャリアにも関わらず、超伝導を示
すことを観測した。前回の発表では、Ta=200

Tc(K)℃でアニールした重量比 x=0.01 の膜で、ア
ニール時間 ta の上昇と共に超伝導転移温度 Tcが上昇し、ほぼ一定になることと、XRD の結2果から結晶性と Tc に相関が見られたことを報1

告した。今回は、アニール温度 Ta が Tc や結晶性等に与える影響を調べるため、x=0.01 の膜を 300 ℃でアニールした。また、x を 0.035

0までを広げ、200 ℃でアニールし、同様に x が与える影響も調べた。下図は、x や Ta、ta が異

0.1

1 -3

26

n(10 m )なるすべての膜の Tc とキャリア数 n の図であ

32

Ta
300
200
200
200
200
200
200
300

D-13

ペロフスカイト型酸素イオン導電体の熱膨張とイオン伝導
熊大院自然科学 A

谷口祥A , 安仁屋勝 A

電極材料として利用されるペロフスカイト型酸化物について，その熱膨張率とイオン導電率は比例関係にあることが報告されている [1]．しかしながら，その理由はよく分かっていない．本研究では，熱膨張とイオン伝導を結合論の観点から議論することによって，その関係を明らかにする．
物質のイオン度を求める過去の研究を参考に，複合ペロフスカイト型酸化物 A1−x A x B1−y B y O3−δにおける A-O 結合と B-O 結合のイオン度 fi ，および各結合による熱膨張率への寄与を求めた．計算において，部分置換によって作られる欠陥の影響も考慮に入れた．得られた結果を用いて，様々な系における物質中の結合の違いや原子置換による組成の変化がイオン伝導や系の熱膨張に及ぼす影響を議論する．

A-O 結合と B-O 結合のイオン度の差 ∆fi に対する熱膨張率 (TEC) と酸素イオン導電率 σO は，同じ振る舞いを示すことを見出した．以上の結果は，ペロフスカイト型酸化物におけるイオン伝導のメカニズムを結合論の観点から考えるきっかけを与える．
［1］H. Ullmann, N. Troﬁmenko, F. Tietz, D. Stover, A. Ahmad-Khanlou: Solid State Ionics

138 (2000) 79.

D-14

二酸化塩素分子性液体における隣接分子との相関
九州大院理 A , 大幸薬品 (株)B , 高輝度光科学研究センター C

島倉宏典A , 緒方規男 B , 川北至信 A , 尾原幸治 A,C , 小原真司 C , 武田信一 A
分子性液体は分子間と分子内それぞれに違う

温度を上げることによって 3Å のピークと 4Å の拘束条件をもち、構造モデリングを行う際にはピークが大きく変化していることがわかる。本

その二者を分離する必要がある。また、二酸化講演では、RMC 構造モデリング法によって得ら

塩素は固体で分子間結合をもっていることが報れたモデルの解析結果を報告する。[1] A. Rehr

告されている。[1] 我々は、フリーラジカルであand M. Jansen. Inorg. Chem. 31, 4740 (1992)

る二酸化塩素の純粋な液体における分子間の配向相関に興味をもっており、これまで試料温度

223K について解析を行ってきた。今回我々は試料温度 273K と 204K(過冷却液体) について
Ｘ線回折実験を行い、Reverse Monte Carlo 構造モデリング法から、原子座標を求めた。右図
は最近接分子間距離である 3-4Å の領域におけるＸ線回折実験から得られたρ (r) とガウシア
ンフィットの結果である。3-4Å の領域は三つのピークの足し合わせであらわすことができる。

33

D-15

超流動ヘリウム膜上の２次元電子系の移動度
九大院理 A , 九大ＶＢＬ B

小林竜馬A , 中西倫宏 A , 上田泰愼 B , 矢山英樹 A
減少することがわかった。これは今までのモデ

液体 He 表面の 2 次元電子系を用い、我々は表面に溝を持つ基板に薄い He 膜を這わせ、ルを根本的に否定する結果である。

電子をのせ、束縛された系での電気伝導度を測

本 講 演 で は 、さ ら に 実 験 を 追 加 し 、電 子

定してきた。過去の実験では、温度の低下と共減少の原因について考察を加え報告する。

にバルク He 上では伝導度が増加するが、基板3に束縛された薄い He 膜上では伝導度が減少す
ることがわかっている。その違いについて、電1−1

かっていなかった。
そこで、我々は直交した溝の２次元回折格子22が提唱されたが、直接的な証拠が足りずよくわ−8

σ (10 Ω )きずるなどの電子の有効質量が増大するモデル

0.5の表面に薄い He 膜を這わせ、電子をのせ、コ

1

ルビノ型電極と Sommer-Tanner 法で伝導度を求めた。さらに磁気抵抗から移動度を算出した。
実験の結果、温度低下と共に電気伝導度は急激に減少し、移動度はわずかに上昇した。つまり00.6

電子系は温度低下と共に、伝導に寄与する電子

0.8

1

0

1.2

T (K)

数が実効的に減少し、その結果として伝導度がD-16

液体ヘリウムフリー極低温磁気冷凍機
九大物理 A , 九大 VBLB , 九大院理 C

島袋広人A , 上田泰愼 B , 矢山英樹 C

天文学や宇宙での観測において、TES (Tran-

する。機械式熱スイッチをオフにすることで断sition Edge Sensor) などの赤外線やＸ線のディ
テクターは極低温を必要とする。極低温を得る

熱して、約 20 分かけて消磁し、100mK 以下のためには主に希釈冷凍機が使用されるが、希釈度まで下がり、約二畳分のスペースと電気と冷冷凍機は無重力下で使用できない。一方、磁気却水しか必要ないため、従来の磁気冷凍機より冷凍機は無重力下で使用でき、シンプルな構造

コンパクトかつ低コストですむ。

温度を実現する。本装置は約半日で最低到達温のため扱いやすい。しかしソルトピルを冷やす

本講演では我々の実験装置の詳細と温度の測のに液体ヘリウムを使用するため費用がかかり、定結果について報告する。

装置自体も大掛かりになる。そこで我々は液体
ヘリウムフリーの磁気冷凍機を提案し、開発をソルトピル行っている。

超伝導マグネット

今 回 、ソ ル ト ピ ル は CPA（CrK(SO4)2・

12H2O）を結晶成長させて使用する。CPA は
密度が小さく軽量で、溶媒が水のため扱いやすく、約 20mK の最低到達温度が期待できる。

４Ｋプレート熱スイッチ

ＧＭ冷凍機
４０Ｋプレート

図は装置の概要図である。ソルトピルを冷やすのに液体ヘリウムではなくＧＭ冷凍機を用い、
約 3K に保ったまま約 30 分で 8T まで等温磁化

34µ (m / Vs)

子のオーダリングや電子が He 膜のへこみを引

熱スイッチ
制御ノブ

D-17

ランダム性を内包するペロブスカイト型酸化物の Li イオン伝導
九大院理 A , JASRI/SPring-8B , Hungarian Academy of SciencesC , 愛媛大理 D
尾原幸治A,B , 川北至信 A , 小原真司 B , LaszloTemleitnerC , LaszloPusztaiC , 井上
直樹 D , 武田信一 A

La2/3−x Li3x TiO3 は高い Li イオン伝導性を示すペロブスカイト型酸化物である。これまで我々は骨格構造の隙間にランダムに分布する Li イオンの分布を明らかにするために、
7

Li を用いた中性子 (JRR-3M/HERMES) 回折と、X 線 (SPring-8/BL04B2) 回折のコント
ラストの差を利用した逆モンテカルロ (RMC)法による構造モデリングを進めてきた。その結果得られた La0.562 Li0.315 TiO3 (x=0.105) のLi イオンの分布確率が右図になる。1000 個のUnit Cell に分布している Li イオンをひとつのユニットセルに集めると、Li イオンの伝導経路が可視化されてきた。講演では、この解析を組成変化に適応させた結果を報告し、この系の Li イオン伝導機構について議論する。

D-18

高精度比熱測定法
九大理物理 A , 九大院理 B

金崎直史A , 中西倫宏 B , 矢山英樹 B

500 点の測定をわずか 20 分程度で行えるとい

物性物理学の分野において、比熱の測定は熱力学量の中でも最も基本的なもので、超伝導−

う大きな特長を有する。

常伝導などの相転移現象を観測する際、比熱図 は 、5 K〜8 K の 温 度 範 囲 で 、鉛 の 超の小さな「飛び」が相転移の証拠となる。中伝 導 転 移 点 付 近 の 比 熱 測 定 を 行った 結 果 ででも、超伝導に基づく比熱の「飛び」は極めあ る 。転 移 点 で の 測 定 誤 差 が 1.8 ％ で あて小さいため、超高精度の測定法でなければ観測できない。転移点での熱容量の不連続は、り、転移が明瞭に判別できることがわかる。

2

Cs − Cn = (Tc /4π)(dHc /dT ) で与えられ、鉛では 58.9 mJ/mol·K であり、これは全比熱の5.1 ％に相当する。従って、比熱の飛びを十分な精度で測定するには測定誤差を 2 ％以下にす

2

0

.

1

0

.

1

8

7

0

.

1

6

0

.

1

5

0

.

1

0

.

1

3

0

.

1

2

.

1

)

K

る必要がある。

/

また、断熱法や熱緩和法を代表とする従来の

g

(

J

/

T

4

c

測定法は、ひとつの測定点ごとに約 30 分程度の時間がかかり、計 500 点のデータを得るに は00250 時間、即ち 10 日以上かかることになる。今

1

.

1

2

回の測定法は、試料と熱源を熱的にリンクした

5

3

0

3

5

4

0

T

状態で、比熱を連続的に測定する。これにより、

35

4

2

(

K

2

)

5

5

0

5

5

6

0

D-19

アモルファス超伝導膜の傾斜磁場下における磁束格子フローの格子
方位回転
九大院理 A , 九大高等教育セ B

吉村哲也A , 小久保伸人 B , 篠崎文重 A

我々は第二種超伝導体の磁束フロー状態におた。講演では、電流方向に対して垂直な面に磁いて磁束格子方位と運動方向の関係をモード

場を傾斜させた場合の結果も合わせて報告する。

ロック共鳴法により調べている。アモルファス
超伝導膜において、(1) 磁束格子の格子方位が運T=3.5K
f=30M
B=0.56T
平行

動方向に揃う平行な方位運動と直交する垂直な方位運動を見出し、(2) 温度や磁場を変化させるとこれらの間で回転が起こること、さらに (3) 垂

a⊥

B

θ

a
a△

Ｉ

直な格子方位が広い温度磁場領域で現れることを示してきた。今回、傾斜磁場下においてモーa△ドロック共鳴実験を行った。試料はピン止めを垂直少し強めたアモルファス NbGe 膜 (Tc=4.1K)である。磁場を面直に印加すると、磁束の格子aa⊥

方位は常に運動方向に揃った (平行)。磁場を電流方向に傾斜させていくと、格子方位は平行か

図:共鳴電圧の角度依存性
試料の回転方向を右上のインセットに模式的に示した。格子方位と運動方向(矢印)の関係を中央上、下に示す。実(破)曲線は平行(垂直)な共鳴条件である。

ら垂直へ回転した (図)。さらに、傾斜した状
態で磁場の大きさを変えると、低磁場及び高磁場において平行な格子方位へ戻ることが分かっ

D-20

簡易温度可変インサートの作製と FeSe 系超伝導体の R-T 特性
九大理 A , 九大高等教育セ B , 九大院理 C

村上里奈A , 多持洋孝 A , 吉村哲也 C , 小

久保伸人 B , 篠崎文重 C
磁性元素はクーパー対の形成を妨げ超伝導依存性を示す。FeSeTe の単結晶は Tc〜14K でを壊す働きをするため、強磁性体である鉄を含超伝導を示すことが報告されている。今回の試

む化合物は超伝導を示さないとされてきた。と料は約 14K で抵抗が落ち始めた。ブロードな転ころが 08 年に鉄系超伝導物質が発見され、現移は試料が多結晶であることが原因と思われる。

在では盛んに研究がなされている。我々は構造が単純な FeSe 系に注目し Te をドープした物
質と FeTe に S をドープした物質について抵抗測定を行った。鉄系超伝導体の転移温度は比較的高いため、測定には広い領域で温度をコントロールできる装置が必要になる。そこで今回、100K 程度までコントロール可能な簡易温度可
変インサートを作製した。短時間で試料を交換し、複数の試料を連続して測定できる。また、
ボア 36mm φの超伝導マグネットを使用し、約20mm φの試料空間が確保できるよう設計した。
図に作成した装置の概略と測定した抵抗の温度

36

D-21

FIB 加工により作成した In/Mo 細線の超伝導特性
九大院理 A , NIMSB , 九大高推センター CAC

田和正 , 小久保伸人 , 篠崎文重

松原洋祐A , 田崎茂 A , 牧瀬圭正 B , 山Aの際の Ga イオンの影響についても議論したい。

これまでの研究から、Mo を下地膜として用いる事で、膜厚 10 Å程度の In 超伝導超薄膜が得られることが分かった。今回我々は、こ

1.2の In/Mo 薄膜を FIB(Foucus Ion Beam) 技術

1
R(T)/R(8K)により幅数 100nm 程度の細線に加工し、その輸送特性について研究を行った。試料の作成には MBE 装置を用い、SiO2 /Si 基板上に Mo
を 50 Å、In を 10 Å蒸着した。その後、保護膜として SiO を 200 Å蒸着し、FIB 加工によ

0.8
0.6
0.4

り細線化した。右図は、ガラス基板上に作成

0.2

した In/Mo 薄膜と今回の細線の RT 曲線を比0較したものである。薄膜の超伝導転移に比べ細線のそれは転移温度が高く、変化がなだらかであった。講演では、実験結果と Aslamazov-

Larkin の超伝導ゆらぎの理論との比較により、細線の次元について議論する。また、FIB 加工

37

1

2

3

4 5
T(K)

6

7

8

●：2D on Glass◆：1D+2D on SiO/Si (1D：W=300nm,L=10μm)▲：1D+2D on SiO/Si (1D：W=500nm,L=5μm)

会場 E
領域 7, 8, 9

E-1

一般的な蜂の巣格子上の強束縛モデルのグラフェンのエネルギーギャ
プレスの条件
熊本大教育 A , 兵庫県立大物質理学 B

岸木敬太A , 上野開 A , 宮本恵梨子 A , 長谷

川泰正 B
最近, グラファイト一層からなるグラフェンが発見された [Novoselov, et al., Science 306, 666,

(2004)]. グラフェンは, 電子状態が相対論的ディラック粒子と同じような方程式で記述され, 質量のない二次元ディラック粒子系が実現しているとして, 注目されている. さらに, グラフェンはナノデバイスへの応用が期待されており, エネルギーギャップの大きさはデバイスの特性を決める重要な要素であるので, どのような条件下でギャップが開くかどうかを明らかにしておく必要がある. そのため, バンド計算が見直されてきた. 最近接重なり積分 (ta , tb , tc ) をもつ強束縛モデルのバンド計算で,
長谷川ら [PRB.74, 033413, (2006)] は, ギャップがゼロになる条件を得ている. ギャップが有限になるには, 例えば, tb /ta と tc /ta が 0.5 より小さいという強い異方的な値が必要であることが示された.しかしながら, グラフェンへの一軸圧歪の効果が観測され [Ni, etal., ACS, Nano2, 2301, (2008)], 一
軸圧力とギャップとの関係が今後明らかになる可能性があり, シリコン基板上でのエピタキシャル
成長したグラフェン [Zhou etal., NatureMaterials6, 770, (2007)] ではギャップが観測されている.これらは, ギャップの出現には強い異方性は不要であることを示唆している.よって, 最近接重なり積分だけの強束縛モデルでは, グラフェンのバンドは正確に記述されていない可能性がある.
本研究では, 次近接重なり積分 (t2a , t2b , t2c , t2d , t2e , t2f ) とオンサイトポテンシャル (²a , ²b ) を加えた強束縛モデルで, ギャップがゼロになる条件式を得た [JPSJ 77, 074707, (2008), J. Phys.: conf.

ser. 132, 012005, (2008)]. その式はナノデバイスとして活用するとき有益である. その式から, 格子の対称性がわずかにでも壊されると, 次近接重なり積分によりギャップが空くことがわかった.

38

E-2

導電性高分子ポリアニリン膜のホール効果・ゼーベック効果
九大院理 A , 九大高推センター B , 出光興産、先進技術研究所 CA

BA

和正 , 小久保伸人 , 篠崎文重 , 中村浩昭

滝川陽介A , 山田C

高分子ポリアニリンは化学的な安定性に優が起こっていることを示している。講演では、

れ、酸のドープにより伝導度を有し、さらに第詳しいρ,Rh の温度依存性を示す予定である。

二ドーパントを使用することによって再現性よ
く伝導度を制御することができる。今回我々は、を用いることによって有機溶媒に分散させた後、第二ドーパントとして m-cresol を添加，乾燥させ導電性高分子ポリアニリン膜を準備した。ポリアニリンの伝導機構を明らかにすることを目的として、スルホコハク酸エステルをドープしただけの試料 (NEAT) に対してホール係数 Rh、抵抗率(Ωm)

第一ドーパントとしてスルホコハク酸エステル

10-1
10-2
10-3
10-4
0.1

ゼーベック係数 S を調べた。さらに、第二ドー

1

10

100

m-cresol濃度(％)

パントの m-cresol の濃度を変え、伝導率ρに対する m-cresol の影響を調べた。図は m-cresolの濃度 x を 0.05 ％〜10 ％の範囲で変化させた

N
H

導電性ポリアニリン膜におけるρと x の関係を

N

N

n

示す。図から分かるように、x が 1〜2.5 の間で

Polyaniline emeraldine base

ρは約 3 桁変化し、この付近で金属-絶縁体転移

E-3

液中衝撃プラズマ法によるカーボンナノチューブの合成 II
熊本大学大学院自然科学研究科 A , 熊本大学大学院先導機構 B , 熊本大学衝撃・極限環境研究センター C
横井裕之

今田慧A , エミル・オムルザク B , 岩本知広 A , 真下茂 C ,A

液中衝撃プラズマ法 [1] によるカーボンナノ
チューブ (CNT) の新規合成法の開発について報告する．本合成法では溶液 (純水，エタノール等) 中に 2 本の電極 (炭素または金属触媒含有炭素) を浸漬させ，電極間に断続的な電位差を発生させることで衝撃プラズマを発生させる．これにより CNT の合成を試みる．前回の報告において本方法により多層から 2 層までの CNT の生成が確認された，エタノール/Fe含有電極での合成において，合成した試料の熱過酸化水素法による精製を試みた (Fig 1.)．さらに，同条件において放電のパルス幅を変化させた合成も試みた．[1] E. Omurzak et.al.,J.

Nanosci.

Nanotechnol.

NH7, 3157 (2007).

Fig 1. 精製前後の熱重量分析曲線

39

E-4

単層カーボンナノチューブ磁場配向膜における高配向化プロセスの開発
熊本大学大学院自然科学研究科 A , 物質・材料研究機構量子ドット研究センター B
中島大介A , 百田寛 A , 横井裕之 A , 高増正 B

電子的，光学的性質を利用した実用素材として期待されている単層カーボンナノチュー
ブ (SWNT) の基礎物性の解明とデバイス等
0.25

た状態で高配向した薄膜の作製が望まれる．

0.2

本研究では，鉛直方向に磁場を発生するハイブリット磁石を用いて，磁場配向 SWNT-ゼ
ラチンゼッカン膜の作製を試みた．24T までの磁場下で作製した SWNT-ゼラチンゼッカ
ン膜における SWNT の配向度は偏光吸収ス
ペクトルから求めた光学異方性で評価した．

Fig.1 に示したとおり，膜の光学異方性は磁場の増加とともに増加した．また，配向度に対するゼラチン濃度の影響についても議論する．

Optical Anisotropyへの応用を考えた場合，SWNT が孤立分散し

0.15
0.1
0.05
5wt%
10wt%

0

-0.05

0

5
10
15
20
Magnetic Field [T]25

Fig.1 Optical anisotropies of the SWNTsSWNTs-gelatin composite
film at absorption peak energy of 1.53 eV with respect tomagnetic field applied during the solsol-gel transition.

E-5

単層カーボンナノチューブに対する水分子吸着効果の赤外分光評価
II
熊本大学大学院自然科学研究科 A , 熊本大学工学部 B , 産業技術総合研究所ナノチューブ応用研究セ C

岡部史典A , 渡邉あゆみ B , 横井裕之 A , 早水裕平 C , 畠賢

治C
我々は、直径約 3 nm の SWNT を用いて、FT-IR 測定により水分子吸着によるキャリア
注入について調査している。試料はスーパー
グロース法により作製した面方向に配向した
厚さ約 7 µm の SWNT 薄片であり、顕微 FT-

IR 分光装置により、700〜6800 cm−1 の範囲
で吸収スペクトルを測定した。前回の報告で，
乾燥 Ar ガスフロー下での昇温・降温時のス
ペクトルの温度変化，あるいは純水または重水による加湿 Ar ガスフロー下でのスペクト
ルの経時変化から，水分子吸着によってキャリア注入が起こっていることを定性的に議論した。今回は，吸収スペクトルをドルーデモ
デルとガウス関数による吸収ピーク・フィッ
ティングで解析することによって，キャリア濃度を定量的に評価した。右図は，ドルーデ

40モデルから求めたキャリア密度の加湿 Ar ガス
フロー下経時変化である。加湿により SWNTのキャリア濃度が増加する傾向が確認された。

E-6

単層カーボンナノチューブの超強磁場下近赤外光吸収
熊本大学大学院自然科学研究科 A , 東京大学物性研究所 B , 産業技術総合研究所ナノテクノロジー研究部 C

横井裕之A , 小嶋映二 B , 嶽山正二郎 B , 南信次 C

単層カーボンナノチューブ (SWNT) の励起子

は，すべての SWNT で dark 励起子が低エネル状態に関して，一重項状態の光学活性 (bright)

ギー側に位置すると報告されているが，磁気光励起子と不活性 (dark) 励起子のエネルギー配吸収の結果も踏まえて検討を進める必要がある。

置が重要な課題となっている。我々は，100 Tを超える超強磁場を SWNT のチューブ軸に平行に印加し，Aharonov-Bohm 効果を利用してdark 励起子を光学活性化することにより，その励起子エネルギー位置を調査している。これまで可視光域の超強磁場下光吸収測定を行って，半導体 SWNT の第 2 サブバンド励起子光状態について調査を行ってきた。今回，さらに第 1 サブバンドの励起子状態を調査するために超強磁場下近赤外光吸収システムを開発
し，図に示す通り 106 T までの超強磁場における励起子吸収スペクトルの観測に成功した。
その結果，(6,5)，(7,5)SWNT については dark
励起子が，(8,4)SWNT については bright 励起子が低エネルギー側に位置することが示唆された。これまでの磁気発光測定による研究で

E-7

Ru 表面上での水素の吸着と脱離
九州工業大学大学院 A

安冨伍郎A , 後藤隆宏 A , 並木章 A

Ru(0001) 表 面 に 吸 着 し た 水 素 の 熱 脱 離残存被覆度が同じときの脱離レートは異なる。

（TPD）と引き抜きを行った。H(D) の表面吸着は 150 K にて行い、H2 (D2 ) の TPD スペクトルは一定昇温速度のもと QMS にて測定した。1.0

ML より余剰の原子を吸着させると新たなピークが見られ、さらに H(D) 原子を照射すると被覆度は 1.56 ML まで増加した。吸着水素原子の引き抜きは、表面に 1.0 ML 又は 1.56 ML のH(D) 原子を吸着させた後、D(H) 原子を照射し、脱離する HD 分子を照射時間の関数として測定した。右図に HD 脱離レートを残存水素被覆度に対してプロットした。初期被覆度が変わると、

41

E-8

Ru 表面上での吸着酸素の水素原子による引き抜き
九州工業大学大学院 A , 株式会社 半導体先端テクノロジーズ （SELEB 後藤隆宏A ,安富伍郎 A , 並木章 A , 西山岩男 B , 老泉博昭 B , 穴澤俊久 B
第 1step

本研究は Ru(0001) 表面上に吸着した酸素の水素原子を用いた除去を目的とする。

第 2step

D + Oad /Ru → ODad /Ru,
D + ODad /Ru → D2 O,

実験は、3 段の差動排気を持つビーム室とそ

この反応におけるレート方程式を解き、の原子ビームを試料に照射する反応室で行った。

実 験 値 の フィッティン グ を 行った 。し か

手順としてまず、表面温度 300K の Ru 試料にし 、満 足 の い く フィット は 得 ら れ な かった 。

O を被覆し、その後 D 原子を照射した。この時脱離する D2 O を QMS で測定した。表面温度は 200K から 600K の間変化させた。
図は D 照射による D2 O 脱離レート, 及び、
D2 分圧の時間変化である。D2 O 脱離レートの立ち上がり, 及び、ピーク後の減衰カーブは表
面温度の上昇とともに早くなり、そのピークも大きくなる。他方、D2 分圧の時間変化は D2 Oのピークを過ぎた辺りまで直線的に増加し、その後飽和する。この D2 分圧の増加は O 原子を置換した吸着 D 原子の気相 D 原子による引き抜きの結果生じた D2 によるものである。

Ru 表面では次の 2 段階の反応プロセスにより D2 O の脱離が起こっていると考えられる。

E-9

極低温下における磁性不純物を含んだ金属細線の量子伝導測定
九大院工 A , 金沢大教育 B

家永紘一郎A , 中島尚也 A , 中尾貴史 A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A , 辻井宏之 B
近年、ブレークジャンクション法 (MCBJ 法)

を一定時間保つことができる。当日は様々な径

や STM を用いた金属細線の電気伝導測定が行で I-V 特性測定を行った一連の成果について、われてきた。我々は特に金属細線の間に単分子

Cu と CuMn の結果を比較しながら報告する。

を挟んだ系の電気伝導測定に興味を持っているが、この系では極低温下真空中において近藤効

ピエゾ

果やクーロンブロッケードなどの多彩な物理が報告されている。Au,Ag,Cu のような貴金属細

電圧印加

線の破断の最終段階では、ランダウアの公式

I/V = N G0 (N =1,2,3・・,G0 =12.86Ω−1 ) で与えられるような、G0 の整数倍のステップ状のコンダクタンストレースが得られることが知られている。一方で特に遷移金属においては、
ステップが G0 の整数倍から外れることが報告されている。図 1 に示すように、CuMn などの合金を MCBJ 法を用いて破断させていくことで、磁性原子を間に挟んだ系を作成できると考え実験を行った。この実験系においては圧電素子を用いることで細線の径を自由に変化させることができ、さらに 4.2K では細線の径

42

E-10

VO2 ナノ粒子の金属絶縁体転移
佐賀大理工 A , 弘前大院理工 B , 広大放射光 C , 九大院工 D
A

B

C

D

末廣智A , 副泰之 A , 萩A原雅人 , 手塚泰久 , 森本理 , 河江達也 , 石渡洋一 , 鄭旭光 Aについて V-V ペアの結合距離が 1 %ほど広がVO2 ナノ粒子の金属絶縁体転移 (MIT) を調べるために放射光 X 線回折 (SR-XRD)、軟Ｘ

り、cr とのずれが 2 %ほど減少していることが線吸収分光 (XAS) 及び軟Ｘ線発光分光を行っ示された。

た。ナノ粒子は遊星型ボールミルによる粉砕法

は 、ナ ノ 粒子 でギャップの減 少を示 す ∼0.1

VO2 は Tc = 340 K において MIT と構造相転移を起こす。T > T c ではルチル構造となるが、T < T c ではルチル構造の cr 軸上に沿って

eV のシフトが見受けられた。ナノ粒子で見V-V ペアを形成し、さらに cr 軸と垂直に反強
誘電的な歪みが生じる。この構造変化と MIT

Intensity (arb. units)

T < T c における XAS スペクトルからを用いて作製した。

られた構造変化との関わりが予想される。
ナノ粒子との関わりについて議論が続いている。図はナノ粒子と粉砕前のミクロン粒子の SR-XRD パ
タ−ンである。T > Tc ではナノ粒子はミクロ
ン粒子と比較して目立った違いが見られない。

ミクロン粒子

381 K

284 K

一方 T < Tc ではピーク位置に変化が見られな
8

いが、ピーク強度比に明らかな違いが現れてい

10

12

14

る。リートベルト構造解析の結果からナノ粒子

E-11

16

18

20

2θ

メソ多孔体 SBA‐15 中の DyMnO3 ナノスケール結晶の磁性
九工大工 A , 福岡大理 B

寺下夏樹A , 宝代信也 A , 出口博之 A , 古曵重美 A , 美藤正

樹 A , 高木精志 A , 田尻恭之 B , 香野淳 B
マルチフェロイック物質は（反）強磁性及び温度はバルク結晶では− 18.5K だが、ナノ結晶（反）強誘電性等のフェロイック特性を複数併せでは− 1.82K と大きく変化した。講演では交流持つという特徴がある。そのうちの一つである

磁化率測定、磁化過程測定、ESR 測定等の結果

DyMnO3 は反強磁性、強誘電性の物理特性を示し、giant magnetcapacitance(GMC) を発現についても報告する。

5

することから盛んに研究されている。DyMnO3

2[a.u.]

効果を調べることを研究目的とした。
作成したバルク結晶とナノ結晶に対し、直流

1/ [a.u.]

4のナノスケール結晶を作成し、その磁気サイズ

3

0

2

磁化率測定を行った。ナノ結晶の直流磁化率と

1

0

100

200
T[K]

逆帯磁率を図に示す。バルク結晶で観測される

1

Dy のモーメントの秩序化による T =5K のピー
クは、ナノ結晶では消失している。また、ZFC、FC 間にヒステリシスが生じる温度 T irr はバルクより低温にシフトした。さらに Curie-Weiss

0
0

20
才済

43

虍貢

40

60
T[K]
╂ 泌伹膏

300

FC
ZFC
80
昴

100
伹

マルチフェロイックス物質 LiCu2 O2 の単結晶作製と電気的性質
納身洋輔A , 森義志 A , 真木一 A , 鄭旭光 A
当日は、結晶作製の詳細と共に, 直流電気抵

2000

単結晶は Al2 O3 坩堝を用いた ﬂux 法で作製010を試みた。図は、育成された結晶の粉末 X

20

30

(114)

(103)

(011)(201)(102)

的性質に知見を深めることを目指す。LiCu2 O2

(104)

1000

(004)

結晶を作製し、電極を最適化して電気的・誘電(002)

Intensity

LiCu2 O2 では磁性研究に比べ電気的性質の報告例が少ない。そこで、本研究は LiCu2 O2 単

(101)

クス物質の１つとして注目されている。ただ、

40(015)(205)(301)

誘起するため、LiCu2 O2 はマルチフェロイッ(302)(103)(203)(112)3000形成する。このらせん磁性は磁性強誘電性を(006)

抗率や複素誘電率の測定結果も報告したい。

(210)

LiCu2 O2 では 2 枚の LiCu2+ O2 層の Cu2+が b 軸方向にジグザグのはしご構造をとり、その 1/2 スピンが約 23K 以下でらせん磁性を(105)

佐賀大理工 A

(111)

E-12

50

2θ

線回折結果である。これは LiCu2 O2 の c 面

LiCu2O2の粉末X線回折結果

におけるディフラクトパターンと一致する。

E-13

層状 Co 酸化物における複素誘電率測定
佐賀大理工 A

森義志A , 竹村優治 A , 町田晃一 A , 真木一 A

層状コバルト酸化物は、熱電変換材料としと共に増大していく点にも特徴がある。面間て興味のもたれる物質である。この物質では方向の測定結果も併せ、詳細は当日に発表する。

CoO2 層で Co イオンが混合価数をもち大きな
エントロピーを生み出している。こうした混合
価数系では、電荷の局在/非局在性や不均一性な
どが誘電性に反映されると考えられる。そこで
我々は、酸素濃度制御により価数制御が可能な

GdBaCo2 O5+x で単結晶試料を作製し、その誘電特性を調べている。図は、600 ℃のアルゴンガス中でアニールした GdBaCo2 O5+x の CoO2
面内方向の複素誘電スペクトル（実部）である。高周波側では周波数に殆ど依存しない誘電率が、104 Hz 以下の低周波領域で急激に増大する様子が判る。また、高周波側の誘電率が温度

44

E-14

結晶場基底状態Γ 3 2 重項を持つ Pr 化合物の磁化測定
九大工 A , 九工大 B , 物材機構 C
B

中村有花A , 諸冨大樹 A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A ,B美藤正樹 , 北井哲夫 , 鈴木博之 C

Prx La1−x InAg2 は基底状態がΓ 3 2 重項で第 1 励起状態Γ 4 3 重項が約 60K にある。これ

χ 3 H3 として、非線形成分χ3 の導出を行った。
0までの実験より T=20K 以上の帯磁率は結晶場

.

0

5

5

1

0

0

1

1

0

1

1

1

)

l

0

.

0

5

o

モデルでよく再現される。一方 T=20K 以下でmはχ∝-lnT の非フェルミ液体的振舞いを示す

/

P

r

0

.

0

4

5

m
u

e

ことがわかっている。四極子近藤効果理論では

(

t

y

i

非線形帯磁率χ 3 にχ 3 ∝-lnT の異常が予想

l

0

.

0

4

i

b

i

されているため、これまでの実験で観測されて

t

p

e

c

0

.

0

3

5

s

いるχ∝-lnT の異常は非線形成分の影響によHSるものではないかと考えた。そこで今回、磁化

=

5

T

u

0

.

0

3

1

1

測定、交流帯磁率測定を行い、非線形帯磁率χ

T

3 による寄与の解明を目指した。図１に x=0.1

噪30Rt
0

の磁化測定結果を示す。これより M=χ 1 H+

E-15

.

1

L

a

0

.

e

9

m

I

p

n

e

A

r

g

a

2

0

t

1

u

r

e

(

K

0

0

)

昨澳

昨㏈燵廸尤

超伝導体 LaPt2 Si2 の置換及び圧力効果
九大院理 A , 新潟大院自然 B , 新潟大理 C

荒岡信隆A , 光田暁弘 A , 和田裕文 A , 石

川文洋 B , 山田裕 C
最近 FeAs の層状構造を持つ高温超伝導体が発見され盛んに研究されている。我々は、同様の層状構造を持つ LaPt2 Si2 (正方晶 CaBe2 Ge2型) に注目する。電気抵抗は全温度域で金属的な振舞を示すが、T *∼120K 付近で低温に向かっ400

LaPt2Si2
T*

Resistivity (µΩ cm)て僅かに上昇する振舞が観測され、何らかのギャップが開いている可能性が示唆される。更に Tc = 2.2K で超伝導転移を起こす。これらの振舞は FeAs 系の超伝導体と似ている。我々はT *の異常の原因と超伝導の性質を調べる事を目的として、原子置換と圧力下の物性測定を行った。右図に LaPt2 Si2 の圧力下の電気抵抗を示す。圧力とともに T *の異常は少しずつ低温へ

300

300
200

100

と超伝導が共存する Lu5 Ir4 Si10 と似ている。

45

100
0

0

かった。これらの振舞は、電荷密度波 (CDW)

2.6GPa200

シフトし、異常の明瞭さも徐々につぶれていく。
一方、Tc は僅かに高温へシフトすることが分

0GPa
0.9GPa

1

2

100
200
Temperature (K)

3

4

300

E-16

PrB6 の多重極限環境下における比熱測定 II
九大院工 A , 広大先端物質 BB賀文俊 , 世良正文

木村俊哉A , 諸冨大樹 A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A , 伊B

PrB6 は TI C =4.2K で整合―不整合転移、TN =7K で反強磁性転移が出現することが報

中比熱測定結果も合わせて発表する予定である。

告されている。これらは反強四極子相互作用

H//<111>

0.1
5T
4T
3T
2T
1T
0T

と反強磁性相互作用の複雑な共存、競合関係によるものと考えられている。我々は今回、

0.08

PrB6 を圧力下磁場中での比熱測定により相互作用の圧力依存の解明を試みた。P=0GPa に

0.06

おいては磁場の印加に伴い整合−不整合転移
温度は緩やかに上昇する。これに対し右図に見られるように、圧力 P=0.1GPa をかけること

0.04

によりこの整合−不整合転移温度（低温側のピークの温度）は TI C =5K 程度に上昇する。

0.02

さらに磁場の印加に伴い 3T までは下降した
後、3T 以上では上昇するという複雑な挙動を0示した。これは二つの相互作用の効き方のバ

0

2

4

ランスが変化したことを示唆している。また

6

8

10

Temperature (K)

他方で高温側のピークの温度（反強磁性転移P温度）は圧力や磁場の印加に対しあまり変化

.

=

0

P

.

1

a

G

が見られなかった。当日はより高圧下での磁場

E-17

PrPb3 の強磁場・圧力下での比熱測定
九大院工 A , 広大先端 B , 物材機構 C佐藤由昌A , 河江達也 A , 稲垣祐次 A , 諸冨大

樹 A , 坂元康剛 A , 鬼丸孝博 B , 鈴木博之 C

PrPb3 は結晶構造が AuCu3 型の立方晶であ

発表では磁場中比熱測定の結果をふまり、結晶場の効果により基底状態は非磁性のΓ

え て 、そ の 磁 気 相 図 に つ い て 報 告 す る 。

3 ２重項となる。また磁気異方性を有しており、[100][110][111] の３つの結晶軸方向で異なる磁気相図が描けることが知られている。
今回我々は純良単結晶 PrPb3 の磁場中比熱測定を行った。図１にその結果を示す。これより、H=0T では 0.43K に反強四極子転移に由来するピークが見られることがわかった。これまでの測定では Tq =0.4K が相転移温度と報告されており、この 30mK の転移温度の上昇は今回の測定で用いた試料の純良さに由来するものであると考えている。この純良試料を用いること
で PrPb3 の新しい磁気相図を描くことができると期待して、現在、３つの結晶軸方向について測定を行っている。

46

12

E-18

Eu1−x Cax Fe2 As2 における磁性と超伝導の競合
九大理 A , 九大院理 B

清家諭A , 的場智広 B , 光田暁弘 B , 和田裕文 B

ThCr2 Si2 型構造を持つ BaFe2 As2 において

[1]N.Ni et al., PRB 78 (2008) 014507

K 置換 (ホールドープに相当) や、高圧によってTc = 38K の超伝導が誘起されることが発見さ[2]Qi.YP et al., J Phys 10 (2008) 123003

れた [1]。また、同構造の EuFe2 As2 においても[4]T.Terashima et al., JPSJ 78 (2009)083701[3]H.S. Jeevan. et al., PRB 78 (2008) 092406

K、Na 置換や圧力によって超伝導が誘起されるが、高圧下においては、Eu の磁性と超伝導の[5]A.Mitsuda et al., arXiv 0911 (2009) 0862

競合が起こっている [2][3][4]。
我々は、Eu を同価数で非磁性の Ca で 50 ％置換した試料を作製し、圧力を加えたところ、ゼロ抵抗の超伝導を観測した [5]。Ca 置換によって Eu の磁性が弱められた結果、FeAs 層の超伝導が出現したと考えられる。
今回は、Ca 置換量を更に細かく変化させ、Euの磁性と超伝導の競合について調べることにした。図に Ca75 ％置換の試料の常圧の電気抵抗を示す。190K にスピン密度波転移に伴う異常が観測され、超伝導は観測されていない。当日
は、この圧力下のデータを示し、磁性と超伝導の競合についての考察を述べる。

E-19

Eu0.5 Ca0.5 Fe2 As2 における圧力誘起超伝導
九大院理 A , 新潟大院自然 B , 新潟大理 C

的場智広A , 光田暁弘 A , 和田裕文 A , 石

川文洋 B , 山田裕 C
近年、神原氏ら [1] によって高温超伝導物質のLaFeAsOx F1−x (TC =26K) が発見されて以来、

FeAs 系の物質についてさまざまな研究がなされてきた。今回、その中でも EuFe2 As2 の系に着目した。EuFe2 As2 は約 190K でスピン密度波

換によって Eu の磁性が弱められた結果、ゼロ
抵抗の超伝導が出現したものと考えられる。

[1]Y.Kamihara et al.,J.Am.Chem.Soc.130,3296(2008)[2]C.F.Miclea et al.,Phys.Rev.B 79,212509(2009)(SDW) 転移による異常が観測され、TN =20K
で Eu の反強磁性転移が観測されている。圧力をかけると超伝導転移が観測されるが、Eu の反強磁性転移のために超伝導が破壊され、ゼロ抵抗が観測されない [2]。そこで、我々は Eu と同
じ 2 価で非磁性の Ca で置換することで Eu の磁性を弱めた時、超伝導への影響を調べた。右図に電気抵抗の測定結果を示す。常圧では、SDWの異常が 190K で観測され、TN は 4K まで低下する。超伝導は観測されない。圧力とともに

SDW は低温にシフトし、1.27GPa 以上でゼロ
抵抗の超伝導 (TC =24K) が観測された。Ca 置

47

会場 F
領域 12

F-1

擬二次元・準希薄 DNA の形態とダイナミクス
九大院理 A , 京大院理 B

高崎広太A , 木村康之 A , 市川正敏 B

鎖状高分子である DNA は準希薄系においては周囲の DNA と絡み合う事で、希薄系とは異なった運動を示す。また拘束された空間内では、拘束の程度の違いにより三次元の非拘束状態とは異なる形態およびダイナミクスを示す。
本研究では２枚のガラス板に挟んだ DNA １
分子の実時間直接観察を行うことにより、拘束された空間での準希薄系における形態とダイナ
ミクスに関する情報を得た。実験では蛍光染色
図１：拡散係数の濃度変化

した少量の DNA を多量の無染色 DNA と混合することにより、蛍光顕微鏡を用いて 1 分子の運動を観察できるようにした。
右図に拡散係数（図１）と長軸長（図２）の濃度変化の様子をそれぞれ示す。
結果の詳細及び考察については当日報告する。

図２：長軸長の濃度変化

48

F-2

ポリ乳酸の融解・結晶化挙動
福岡大学理学部 A

I . 高温域での結晶化挙動

塚本智史A , 渡壁克己 A , 大道正幸 A , 椿原晋介 A , 安庭宗久 A

ポリ乳酸 (PLA) は，とうもろこしなどの再きな変化はみられず，Region II と III で結晶構造生可能なバイオマス由来の生分解性高分子であの変化は無いと考えた。また ICS(Region II) とる。筆者らは，PLA の結晶化挙動が結晶化温比 較 し て ICS(150 ℃ : Region III) で は ，tc

度 113 ℃ (=Tb ) を境に不連続に変化し，それ＞ 6h の 場 合 に は 小 角 側 を 含 め て 各 ピ ー クが結晶構造の変化によることを報告した。本研が 明 瞭 に 現 れ る よ う に なった 。一 方 ，図 に究では，今まであまり研究されていない高い結示すように等温結晶化時の回折強度の時間

晶化温度域での結晶化について検討した。

変化は，Region III では長時間の結晶化の誘PLA 融液から所定の結晶化温度 (T c ) まで

導 時 間 が 必 要 で あ り，そ の 後 よ り 大 き な サ

急冷した後に，Tc に保って任意の時間等温結晶

イズの結晶が生成することを示している。
X‑ray Diffraction Intensity化を行い，さらに等温結晶化試料 (ICS) の昇
温時の熱分析曲線から，融点の Tc 依存性を求めた。また結晶化の熱分析曲線をもとに，ピー
ク結晶化時間 (τP ) の Tc 依存性を求めた。これ
らの曲線の Tc 依存性はよく対応していた。共に 115 ℃ (= Tb )，140 ℃ (= Td ) を境にして不連続に変化し，異なる３つの温度域，Region I : Tc
≦ 115 ℃，II : 115 ℃ ≦ Tc ≦ 140 ℃，III : Tc
≧ 140 ℃に分けることができた。

130℃

2

4

6

8

Crystallization Time (h)等温結晶化時の回折強度の時間変化

た ICS(Tc , tc ) のＸ線回折図形では Td 近傍で大ポリ乳酸の融解・結晶化挙動
福岡大学理学部 A

140℃

0

種々の Tc で結晶化時間 (tc ) を変えて作製し

F-3

150℃

II . 低温域での結晶化挙動

小嶺英誠A , 塚本智史 A , 江良和樹 A , 椿原晋介 A , 安庭宗久 A

ポリ乳酸（PLA）は，結晶化温度（Tc ）113 ℃

た。低温域では 110 ℃付近で上に凸の傾向を示を境に不連続に変化する特異な結晶化挙動を示した。黒丸は、一旦ガラス化した試料のτp で，白す。しかし，その詳細についてはよく調べられ丸と比較してずれが生じた。さらに，Tc = 85 ℃ていない。本研究では，113 ℃より低温域に重付近で不連続になっていて，この温度でも結点をおいて結晶化挙動の解析を行った。

晶化挙動が変化しているのではないかと考えた。

等温結晶化では，通常 PLA を融液状態から所
104

定の温度 (T c ) まで急冷し，その後 Tc に保って

Region Ⅰ

ⅡⅢ

種々の測定を行なう。ただ，急冷時に最も結晶化速度の速い 110 ℃付近を通過する際，結晶のτ p (s)

核生成・結晶化が始まっている可能性があるので，通常の条件下での測定のほかに，低温域の103

測定では PLA を融液状態からの０℃までほぼ
瞬間的に冷却してガラス状態にし，その後 Tc
まで急速に加熱し等温結晶化を行った。
図に分子量 1.06 × 105 の試料のピーク結晶化

102

時間：(τp ) の Tc 依存性を示す。白丸は通常の条

80

件下でのもので，今まで報告されているものと同じく 113 ℃付近で不連続に変化したが，高温

100

120

T c (℃)

140

ピーク結晶化時間の結晶化温度依存性

域では通常のボウル型ではなく直線的に変化し

49

F-4

ポリ乳酸の融解・結晶化挙動
福岡大学理学部 A
安庭宗久

III . 球晶成長速度の解析

渡壁克己A , 塚本智史 A , 倉田昌親 A , 高橋和久 A , 椿原晋介 A ,A

著者らは、ポリ乳酸 (PLA) の融液からの等激に G は大きくなった。Region III として示

温結晶化過程での球晶成長速度 (G) を偏光顕微す Td≤Tc では、急激に G は小さくなった。一方鏡を用いて測定し、G の結晶化温度 (Tc ) 依存で、球晶サイズは大きくなった。熱分析と X 線

性が 113 ℃を境に不連続に変化することを示し測定の結果ともあわせて、PLA の結晶化挙た。本研究では、PLA の結晶化挙動を広い温度

動は Region I、II、III で異なっていると考えた。

域でより正確に把握するため、低分子量の高純
Growth Rate G （μｍ/min)

度試料の偏光顕微鏡観察を行った。
図に示すように G の Tc 依存性は、104 ℃ (=Tb1 )、111 ℃ (=Tb2 )、142 ℃ (=Td ) で大きな変化がみられた。前述の 113 ℃は、この試料では 111 ℃に対応していた。Region I として示す Tc ≤ Tb2 の温度域では α 形結晶への結晶化による G を、Region II として示す Tb1≤Tc≤Tdの温度域では α形結晶への結晶化による G を示している。Tb1 と Tb2 の間の領域は、2 つの結晶化挙動が同時に進行する境界領域と考Tc (℃)
GのTc依存性

えた。Region I で Tb2 に近づくにつれて、急F-5

ポリブチレンサクシネートの高温域における不連続な結晶化挙動
福岡大理 A

大道正幸A , 椿原晋介 A , 安庭宗久 A

ポリブチレンサクシネート (PBSu) は，脂肪のときは単一ピーク，0.5K/min のときは二族ポリエステルに属する生分解性高分子として重ピークで，ピークも鋭くなった。これは，実用に供されている。本研究では，PBSu につ

融解・再結晶化が起きたためであり，等温結

いてこれまであまり行われていなかった，高温

晶化試料中の結晶の熱的安定性はまだ低い域における結晶化挙動を検討した。

ことが分かった。更に高い Tc での等温結晶

PBSu を融液から所定の温度 (Tc ) まで急冷

化試料の融点を求め，Hoﬀman-Weeks Plotのして，その後 T c の一定温度に保って結晶化を手 法 を 用 い て 解 析 を 行 い ，よ り 信 頼 性 の 高行った。等温結晶化時の熱分析曲線から，等温

い平衡融点として，Tm ゜ = 131.9 ℃を得た。
105

結晶化の開始から結晶化速度が最大になるまでの時間 (ピーク結晶化時間 : τp ) の Tc 依存性を

τp (sec)

求めた。(右図) τp vsTc の曲線は，Tc に対して指数関数的に増加するが，Tc = 104.6 ℃の点でτpの値は不連続に短くなり，その後再び指数関数

104
103

的に増加した。即ち，この温度 Tc = 104.6 ℃
102を境に結晶化挙動が不連続に変化した。この境となる温度を Tb とし，Tb = 104.6 ℃以上を高70温域とした。

80

90

100

110

Tc (℃)

次に，高温域で作製した等温結晶化試料のピーク結晶化時間のTc依存性

昇温時の熱分析曲線は，昇温速度 10K/min

50

F-6

脂質ベシクルの交流電場下での変形
九大理 A , 九大院理 B

中間悠A , 山本直樹 B , 岩下靖孝 B , 木村康之 B

生体中の細胞膜を構成する主成分はリン脂質である。リン脂質は水中で２分子膜が球殻状に閉じたベシクル構造を自発的に形成する。リン脂質ベシクルはこれまでに、細胞のモデルシス

(b)

(a)

テムとしてその研究が盛んに行われてきた。また、その外場に対する応答も細胞の物性を考える上で重要である。
本研究では外場として交流電場を用い、di-oleoyl phosphocholine（DOPC）を用いて作成したベシクルの電場応答を観察した。その結果、図１に示すように印加する電場の周波数に

5μm

電場

依存して、ベシクルの変形の様子（電場に対し

図１て平行か垂直か）が変化することが分かった。
当日はこの変形の電場、周波数依存性につい

5μm

交流電場下でのベシクルの変形。
（図中の矢印は電場の方向を示す）(a)1kHz,40V/mm (b)100kHz,40V/mmて詳しく報告する。

F-7

油水界面を用いた試料内包リン脂質ベシクルの調製
九大理 A

藤野雄貴A , 向井貞篤 A , 水野大介 A , 鴇田昌之 A

地球上には、マリアナ海溝のような高圧下でシクルを生成する（図１、図２）。これに高圧顕も活動できる生物が存在する。そのような極限微鏡セルで圧力をかけ、その形状の変化を観察

環境において、生体膜が膜構造、形状、物質保持する。同時に蛍光観察したときのベシクル内の能力を維持できるかどうかは未だ明らかでない。

蛍光強度の変化から、膜の物質保持能力を調べ

本研究では、リン脂質ベシクルを生体膜のモる。脂質には最も一般的なＤＯＰＣを使用する。
油層

デルとし、圧力を加えてベシクルの形状変化と脂質 1 重膜を帯びた
W/O エマルション

膜の物質保持能力を調査する。そのことから高圧下の膜状態と生命活動との関係を推察する。

油水界面に形成された脂質 1 重膜

具体的な実験方法としては、油中にリン脂質膜で覆われた水滴（W/O エマルジョン）を作

脂質 2 重膜ベシクル

水層り、リン脂質膜で覆われた油水界面を通過させ

図１

ることで、膜不透過性の蛍光色素を内包するベ

油水界面を利用した

ベシクル作成51

図２

蛍光色素を内包するリン脂質

ベシクル。（左）位相差像、（右）蛍光像。スケールバーは 20 µm。

F-8

二次元コロイド結晶の融解
九大院理 A

沖佑馬A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

ミクロンサイズのコロイド粒子分散系は、粒子濃度により、液体、結晶、ガラスなどの凝縮隣接粒子数状態を示すことが知られている。また、これまでにコロイド粒子を用いた結晶の融解に関する研究が行われてきた。本研究では、レーザーを用いて作成した二次元コロイド結晶の融解過程を観察した。この方法の利点は、レーザー照射により、可逆的に結晶化、融解を実現可能な点

t= 0s

にある。
得られた画像から、動径分布関数、隣接配向
秩序関数、隣接配向秩序の位置相関関数などを計算し、融解過程の定量的な解析を行った。例として図に隣接粒子数の時間的変化を示す。
解析結果の詳細は当日発表する。

t = 600 s
図 隣接粒子数の空間分布（各セルはボロノイセル）

F-9

コロイド凝集体の構造形成
九大院理 A

相藤貴之A , 沖佑馬 A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

コロイド粒子分散系は、原子・分子からなる(a)

ミクロな系を直接観察可能なモデル系としてその凝集構造やダイナミクスに関する研究が行われてきた。特に粒子濃度の高い場合には結晶状の構造をとることが知られている。
これらの研究に対して我々は外場として集光したレーザーにより生み出される強い熱勾配を用いて希薄なコロイド溶液中で人工的に２次元結晶を作成することに成功した。本研究ではシ5μｍ

リカ粒子を結晶化させ、その生成過程の詳細を(b)

定量的に解析した結果について報告する。
図には結晶形成過程の様子を例として示す。

5μｍ
図.コロイド粒子の凝集過程(a)0s,(b)600s

52

F-10

三次元粒子位置追跡法による細胞骨格の力学的異方性の検出
九大院理 A

坂本隼人A , 水野大介 A , 木村康之 A

生物細胞の形状や力学的な安定性は、アクチンに代表される細胞骨格によって維持されている。外部からの力学刺激に対して細胞骨格は生理学的に応答するが、そのメカニズムを理解するには、まず応力の存在下における細胞骨格の微視的な力学応答を調べる必要がある。本研究では平行平板セル中にアクチンゲルを封入し、その上面を変位させることで試料にずり応力を加えつつ、内部に分散させたコロイド粒子の運動を観察した。サンプルにレーザー光を照射して得られる干渉パター
ンを解析することで、コロイド粒子の三次元
位置情報を得た (ホログラフィックマイクロ
スコピー)。印加したずり応力の有無に依存し

図：得られたホログラムて粒子の運動が変化すれば、媒質の力学物性のずり誘起異方性を解析できると期待される。

F-11

ホログラフィック光ピンセットを用いたソフトマターの物性測定（１）
九大院理 A山本直樹A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

光ピンセットとは、集光したレーザーを用い
Sampleてミクロンサイズの粒子を捕捉できる技術である。非破壊・非接触での精密な物性測定が可能であるという特徴から、ソフトマターの局

SpatialLight
Modulator

Dichroic
Mirror

所物性測定などの研究に用いられてきた。しかし、従来の光ピンセットでは多粒子の同時捕

CCD Camera

捉や任意のポテンシャルを形成することは困難

Laserである。そこで今回我々は、ホログラフィック

BeamExpander

図１：ホログラフィック光ピンセットの光学系

光ピンセットの開発を行った。ホログラフィッ
ク光ピンセットは、空間光変調器により作り出した二次元位相分布を光フーリエ変換することによって、任意の強度分布を顕微鏡の焦点面に作り出し、微小な物体の操作を行う（図１）。例えば、多数の粒子を同時にトラップし複雑な構造を形成することができる（図２）。

図２：ホログラフィック光ピンセットによりパターン上にトラップしたシリカ粒子

53

F-12

ホログラフィク光ピンセットを用いたソフトマターの物性測定（２）
九大理 A , 九大院理 B

佐々百合子A , 山本直樹 B , 岩下靖孝 B , 木村康之 B

ホログラフィック光ピンセットは、一本のレー
ザービームを様々な形状に集光させ、その上に粒子を捕捉し、操作することを可能にする。その中でも本研究では形状-位相ホログラフィーと呼ばれる手法を用い、レーザー光の波面の位相と強度の両者を空間的に変調することを試みた。例えば、円環状のトラップポテンシャルを

図１：円環上にトラップされた粒子作成することで、図１に示すように円環上に粒子をトラップすることができる。さらに、螺旋度 l で与えられる位相変化を加えることで、粒子に角運動量を与えることができる。図２に角運動量を与えたときの偏角の時間依存性と、粒子の角速度の螺旋度依存性を示す。
結果の詳細は当日発表する。

図２：角速度のl 依存性

F-13

vimentin ネットワークのマイクロレオロジー
九大院理 A木下英A , 水野大介 A , 木村康之 A

vimentin ネットワークのマイクロレオロジー
九大理

木下英、池辺詠美、木村康之、水野大介

Vimentin は、中間径フィラメントと呼ばれる細胞骨格を形成する蛋白質の一つであり、主に間葉系細胞中に大量に存在しているが、その力学的性質や生理的役割については不明な部分が多い。そこで我々は、マイクロレオロジーと呼ばれる手法 (コロイド粒子の熱揺らぎから周囲の媒質の粘弾性を求める) を利用して、vimentin
ネットワークの力学的性質を広帯域計測 (10-1 -105 Hz) した。下図は、光トラップにより媒質中のコロイド粒子に力を加え (92pN)、vimentin
ネットワークに局所的な応力を印加しつつ、14μ m 離れた別のコロイド粒子の応答性 (熱揺らぎ) を「レーザーインターフェロメトリー法」により広帯域計測した結果である。vimentin ネッ
トワークは印加された応力に強く依存して非線形かつ異方的な力学応答を示すことが分かった。

54

F-14

非平衡 (アクチン・ミオシン) ゲルのマイクロレオロジー
九大院理 A , 九大高等研究機構（SSP）B
野大介

豊田聖啓A , 山本直樹 A , 木村康之 A , 水

B

ロな力生成の動的および統計的性質を議論する。

細胞内部では、細胞骨格である繊維状タ
ンパク質とモータータンパク質との相互作用により非平衡状態が出現し、細胞運動や細胞内輸送などの生命活動に重要な役割をはたしている。本研究ではアクチン架橋ネットワー
クとミオシン凝集体からなる簡単な in vitro
モデル（非平衡ゲル）を作製し、細胞内部の力学的非平衡状態を再現させた。このゲル中にコロイド粒子を分散させて、その軌跡を追跡し（ビデオマイクロレオロジー）、ラグタ
イム t 秒でのコロイド粒子の変位の分布（vanHove 自己相関関数）を求めた。ゲル内部における非平衡揺らぎを反映して、その分布はガウス関数と指数関数の和であてはめることができた（図）。当日はフィッティングパラメー
タの時間依存性から、非平衡を生み出すミク

F-15

ネマチック液晶の電気対流下における粘度特性
大分大学工 A , 北海道大学院工 B[はじめに] 負の誘電異方性をもつネマチック
液晶に不純物イオンをドープし電場を印加するとある閾値で対流が現れ、その後はいくつかのパターン転移を経て乱流構造に至る。本研究では、methoxybenzylidene‐butylaniline(MBBA)を用いて乱流が及ぼすレオロジー特性を実験で調べる。[実験] MBBA に 0.01 ％の臭化テト
ラ-n-ブチルアンモニウムを添加した。平行平板型板回転粘度計を用いて電場下での粘性測定を行った。[結果と考察] 電圧を増加させていくと、粘度はいったん増加し、その後乱流が激しくなると粘度は減少することがわかった。また
高周波電圧を印加することで乱流を消すと粘度の増加は見られなくなった。ゆえに乱流の乱れ具合が粘度に関係していることが推察される。

55

池永暁弘A , 小野澤晃 A , 長屋智之 A , 折原宏 B

F-16

リオトロピック液晶のスポンジ↓ラメラ相転移の研究
九大理 A , 九大院理 B

青木辰徳A , 岩下靖孝 B , 木村康之 B

リ オ ト ロ ピック 液 晶 (２ 分 子 膜 系 液 晶 、C12 E5 /H2 O など) のスポンジ相からラメラ相が核形成・成長する場合、始めに平らなラメラ構造を持つ円盤状の核 (図 (a)) が形成され、それが成長と共に自発的に変形し、最終的にオニオン構造 (多重膜ベシクル、図 (b)) になることが知られている。過去の研究から、この自発的変形 (ラメラ相の構造の変化) は界面エネルギ
ーと曲げ弾性エネルギーの競合により生じる事が分かっている。そこで今回は hexanol など

1μmの cosurfactant を加えることで膜の物性 (曲げ弾性など) を変え、核形成・成長過程に与える影響を調べた。

F-18

集光レーザー場における液晶ドロップレットの配向ダイナミクス
福岡大理 A

吉永あつきA , 宮川賢治 A

レーザー光によって液晶の配向状態の制御が存している。詳細については、講演で報告する。

可能であることは良く知られている。
本研究では、数十ミクロンの液晶ドロップレッ
ト中の分子の配向が、集光レーザー場でどのような振る舞いを示すかを調べた。界面活性剤を添加した水溶液中で作成したドロップレットは、
直交ニコル下で中心に欠陥をもつ十字状のテクスチャーを示した。これは S=1 のディスクリ
ネーションによるものである。十字線によって分けられる 4 つの領域ごとに、円偏光レーザーを集光したところ、ターゲットパターンの発生を観測した。図 1 はターゲットパターンの時間変化を示している。時間の経過とともに、同心円のリングが中心から湧き出していることが分かる。
隣り合うリング上の分子の配向角はπ/2 ずれており、そのずれ方はレーザーの偏光特性に依

56

F-19

液晶中の粒子間相互作用の起源
九大院理 A

近藤昇A , 木下隆裕 A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

ネマチック液晶中のコロイド粒子間には液晶の弾性ひずみを介した長距離かつ異方的な力が働く。本研究では、dipole 型の粒子−欠陥対間に働く力を光ピンセットを用いて直接計測した。

Lubensky らは静電アナロジーを用いて、平行に配置した同径の dipole 型粒子間には F =−A/R4 と表わされる引力が働くことを予測した。ここで A は液晶の弾性定数に比例した定数、R は粒子間距離である。実際、遠距離ではR−4 に比例した引力が働くことがわかった（図１）。また、温度上昇に伴い、粒子間力 F が減

図１ 粒子間力Fの距離R依存性（a:粒子半径）少することも明らかとなった（図２）。
当日は、実際に測定した弾性定数と粒子間力の温度変化の比較もあわせて報告する。

図２ 比例定数Aの温度変化

F-20

液晶−コロイド分散系における特異的相互作用
九大院理 A , 京大院理 B , 産総研 C

木下隆裕A , 市川正敏 B , 福田順一 C , 木村康之

A

液晶中に数ミクロンサイズの粒子を分散させると、粒子自身が欠陥となり、液晶の配向秩序を乱す。このため、粒子近傍に新たな欠陥が誘実験起される。この粒子間には液晶の配向ひずみをシミュレーション介した長距離かつ異方的な力が働くことが知ら

実験
シミュレーションれている。本研究では、（1）サイズが異なる粒子間、及び（2）欠陥の異なる粒子間に働く力を光ピンセットを用いて直接測定した。
（1）の

図１. 異なるサイズの粒子の間に働く力の距離依存性

結果に関して、液晶の弾性理論を用いたシミュ実験

レーションを行ったところ、実験と良い一致を示した。（図１）また、（2）の場合、粒子間力が双極子−四重極子相互作用類似の距離依存性を示すことがわかった。（図２）
図２. 異種の欠陥を伴った粒子の間に働く力の距離依存性

詳細は当日発表する。

57

F-21

高分子-液晶混合系の相分離ダイナミクス
九大理 A , 九大院理 B

國崎泰史A , 近藤昇 B , 岩下靖孝 B , 木村康之 B

近年、ネマチック液晶など構造液体中での粒(a) 75Temperature (℃)

子の特異な長距離相互作用を用いたミクロンサ
イズの構造体形成に関する研究が盛んに行われている。これまでに１次鎖や２次結晶構造などの単純な周期構造形成が報告されている。
本研究ではネマチック液晶と高分子の混合

Isotropic

70

65

Nematic

Two phase

60系を用い、一様なネマチック相から共存相への急冷による相分離を利用した構造形成を行っ

90

92

94

96

98

100

Concentration of LC (v/v)%

た（図ａ）。例えば室温付近まで急冷した場合

図a 液晶/シリコンオイル混合系の相図には、図ｂのように液滴が自己組織的に液晶の(b)配向方向と平行な鎖状構造を作ることがわかった。
構造形成の詳細は当日報告する。

50μm

図b 液晶中の鎖状構造

58

会場 G
領域 1, 11, 12

G-1

電子衝突におけるイオンの角運動量移行
宮崎大学工学部 A

秋田健一A , 中崎忍 A , 五十嵐明則 A , 大崎明彦 A

散乱面に垂直な角運動量成分の期待値を角運動量移行（L⊥ ）と呼び、円偏光を表現するストーク
ス・パラメータ P3 と L⊥ = −P3 の関係がある。
電子と中性原子の高速衝突において、一次 Born 近似を用いた S → P 遷移における L⊥ は全散
乱角で 0 である。また、二次 Born 近似を用いた傾向則によると、S → P 遷移に対する L⊥ の値は小角度散乱において正であり、報告されている原子の実験や計算については低速衝突でもこの傾向
則が例外なく当てはまっている。
一方、電子とイオンの衝突では、いくつかのイオンについて理論的な報告しかなされていない。
水素様イオン、He 様イオン、Li 様イオン、Be 様イオン、Na 様イオン及び Mg 様イオンの L⊥ は
小角度散乱において正や負の値をとることが報告されていて、単純な規則性が見られない。
リチウム原子系列について外殻の 1 電子のみを陽に扱って、小角度散乱における L⊥ を計算し、その衝突メカニズムを調べた。計算の詳細や結果は当日発表する。

59

G-2

Z 変換による量子ウォークの計算佐賀大学大学院
A

工学系研究科 A , 佐賀大学物理科学科
B

健一郎 , 豊島耕一 , 平良豊

教授 B

遠藤隆B , 香月B

近年量子ウォークは、量子情報への応用が期待されており、関心が高まっている。１次元空間（x軸）に一定の間隔 ∆x の格子点から成る系を考え（各格子点は、整数 k で識別する。）、隣接格子点間のみが結合しているとする。
ih̄v
最も単純なハミルトニアンとして、Ĥ = − 2∆x∑∞k=−∞ (|kihk + 1| − |kihk − 1|) を考える。

時刻 t = 0 で、原点（k = 0）に置かれた粒子の確率分布は、時間に比例して拡散する。この解は、ベッセル関数を用いて表すことができる。これ以外の様々な初期状態に対する解を、Z 変換と呼ばれる手法を用いて求めた。
また、Z 変換を Z（複素）空間の単位円上の点で考えると、周波数変調のモデルと一致するの
で、適当なフィルタまたは時間的な変調信号を周波数変調することで、与えられた初期状態の量子ウォークを電気信号によってシミュレーションできることがわかった。

G-4

Belousov-Zhabotinsky 反応高流速カオスに及ぼすノイズの影響
鹿児島大・工 A , 鹿児島大院・理工 B

松永大志A , 吉本 稔 B[緒言]
カオスに対するノイズの影響は、非線形動力学系において非常に重要である。一般的にノイズは、系に不規則な挙動を発生させると考えられている。しかし、我々の研究により、低流速カオ
スでは、ノイズが規則的な動作を発生させることを理論、シミュレーション、実験によって確認している。この現象はNoise-Induced Order と呼ばれている。一方、高流速カオスにおいては未だに詳細が検討されていない。そこで本研究は、コンピュータシミュレーションにより高流速カオスにガウス白色雑音を加えた時の影響を検討することを目的とした。

[実験]
高流速カオスを検討するために BZ 反応モデルとして Gyorgyi-Field の 3 変数モデルを用いて検討した。ノイズについては、ガウス白色ノイズを流速に加えた。

[結果及び考察]
カオスにおける Noise-Induced Order の条件を見つけるため、分岐点に近い点と分岐点から離れた点に、それぞれノイズを加えた。その結果、分岐点から遠いカオスでは、カオスの軌道はノイズによりわずかに散在しているだけであった。一方、分岐点に近いカオスにおいては、ノイズにより秩序をもたらしており、 Noise-Induced Order を確認できた。そこで、そのメカニズムを解明するために、一次元写像による解析を行った。この解析により、不変密度でのピーク値の増加によって、分岐パラメータがカオス領域から周期的な領域に移動することで写像に安定点を生じ、秩序化の傾向が得られるからであることが明らかとなった。

60

G-5

動的に結合した化学振動子集団のクラスタリング
福岡大理 A

岡野太治A , 山崎省二 A , 宮川賢治 A

複数の要素が有機的に結合した系では、各要でクラスタが形成された。このとき、β の値に素が相互作用することで様々な集団ダイナミク

よってクラスタの数が変化することが分かった。

スが誘起される。今回、要素間の結合強度が動的に変化する系について調べた。
実験は、Belousov-Zhabotinsky 反応をする
複 数 の 振 動 子 を 結 合 し た 系 で 行 なった 。振動 子 間 の 結 合 は 、系 の 反 応 情 報 を 光 学 的 な方法でフィードバックすることで実現した。
各振動子に照射する光強度 Ii は、Ii (t) =∑N
I0 +(1/N ) j=1 Kij (f (Bj ) − f (Bi )) で表される。ここで、I0 、N 、K 、B 、f (B) はそれぞれ、
照射光強度、振動子数、結合強度、振動子表面の明るさ、B の関数である。振動子 i、j 間の結合
強度 Kij は、K̇ij = α sin2 (β (φi − φj )) − Kijで決定される。ここで、φ は位相、α、β はパラメータである。α = 1000、N = 100 で実験を行なったところ、図のような結果が得られた。結合強度が一定の系では、系の一部
でクラスタが形成されているのに対し、結合強度が動的に変化する系では、系のほぼ全体

G-6

液晶電気対流系における非平衡ブラウン運動
九州大学工学研究院 A

橋口愛A , 細川雄作 A , 日高芳樹 A , 甲斐昌一 A

さまざまな非線形現象を示す液晶電気対流の研究では、これまで、対流パターンを場の変数によって記述するオイラー的手法が主にとられてきた。近年、液晶電気対流系に現れる時空カオスを
非線形揺動と見なし、その統計的性質を明らかにするために、ラグランジュ的観点からの研究が行われている。すなわち、熱揺動によるブラウン運動とのアナロジーを用いて議論するために、時空カオスに混入した 1 粒子の運動が「非平衡ブラウン運動」として観測されている。これまで行われてきた研究は、等方性が自発的に破れたホメオトロピック系に現れる時空カオス「ソフトモード乱流」を対象としてきた [1,2]。ソフトモード乱流では非常に弱い揺らぎを実現できるため、時空カ
オスの揺らぎの基本的性質を熱揺らぎとのアナロジーを用いて調べるのに適している。
一方、等方性が強制的に破れているプレーナー系では、制御パラメータを変えると、欠陥乱流や欠陥格子、時空間欠性など様々なパターンが現れるので、多様な非線形揺動の統計的性質がラグラ
ンジュ的観点から得られることが期待される。今回は、比較的低い制御パラメータで現れる欠陥
乱流における非平衡ブラウン運動の観測を行った。その結果、ロールの揺らぎによって粒子が稀にロールをまたぐホッピング現象が起こることがわかった。この場合、ロール構造を仮想ポテンシャ
ル構造と見なすと、周期ポテンシャルの位相揺らぎによってホッピングが起こると考えられる。制御パラメータの増加に伴い揺動が強くなると、ホッピング頻度が上がり拡散係数が増加することも明らかとなった。さらに、試料を垂直に立てることによって粒子に重力を加え、一定外力下での粒子の運動を観測することにより、易動度についての議論も行う。

[1]K.Tamura,Y.Hidaka,Y.Yusuf and S.Kai:Physica A306(2002)157.
[2]Y.Hidaka,Y.Hosokawa,N.Oikawa,K.Tamura,R.Anugraha and S.Kai:Physica D,in print.

61振動磁場下の Potts model における動的相転移

G-7

九大院工 A太田穣A , 木下岳大 A , 井戸垣俊弘 A

振動磁場 h(t) を印加したスピン系において、では Q の温度依存性に急激な減少が見られず

h(t) の 1 周期 P にわたって秩序変数 m(t) の平均
∫
1 t+P
Q=
m(t)dt をとると、ある臨界温度
P t
TC 以上では m(t) が h(t) に追従するため Q =0、TC 以下では追従せず Q 6= 0 となるが、この動的相転移発現の有無を判別することが出来なかった。これは q = 3 の場合は系のハミルトニ
アン中の振動磁場についての項の対称性が破れているためであり、その考察についても述べる。

現象を動的相転移という。今回は Potts model

1.5に h(t) = h0 cos ωt という磁場を印加した系∑∑
H = −J(qδσi σj − 1) − h(t)(qδσi ,1 − 1)<ij>Time dependence of m in the Ferro-2D-2state Potts model(h=0.8,kT/J=1.2)
h(t)
m

1

i

qδσi ,1 − 1
といについて調べた。但し m(σi ) =q−1∑
i m(σi )う量のスピン平均 m =を系の秩序N変数とした。分子場理論によると、この系は温m,h(t)

0.5

0度と磁場振幅に関する相図において秩序相と無秩序相の共存相を持つとされるが、この結果の-0.5

是非をモンテカルロシミュレーションにより確認することを目的とした。その結果 q = 2 の系

-1150

では共存相は見られなかった。一方 q = 3 の系

G-8

200

250
time[s]チューリング不安定性を伴う振動パターン
福岡大理 A

坂本文隆A , 宮川賢治 A

化学反応波を用いた論理演算やメモリ効果でで構成することで導入される。ME 反応場をは、その伝搬経路の幾何学的な構造を制御する考慮したオレゴネーターモデルを用いた数値ことが重要である。反応場にチューリング不安

シミュレーションの結果も報告する予定である。

定性を導入すると、スポット状、ライン状、迷路状などの静止パターンが均一な初期状態から自発的に現れる。振動性とチューリング不安定性のバランスを調節すると、空間的に一様な振動（BO）が積み重なることで形成される静止パターンが観測される。しかし、BO と静止パ
ターンは一時的に共存するだけで、最終的には静止パターンで空間が占められる。
今回、BO と静止パターンの定常的な共存状態を観測した（図）。実験においてチューリング
不安定性は、Belousov-Zhabotinsky 反応場を

Water in Oil 型のマイクロエマルション（ME）

62

300

G-9

ソフトモード乱流における新しいタイプの欠陥
九州大学工学研究院 A

植木達博A , RintoAnugrahaA , 日高芳樹 A , 甲斐昌一 A

turbu-

連なっているために線状を成していることがわ

lence:SMT)(図) は、液晶電気対流系における時空カオスの一種である。ネマチック液晶を電かった。これは通常 XY 場では点欠陥しか現れ

極に垂直配向させた系に電圧を印加すると、液の欠陥である。さらに、BL の線密度と内部の晶の射影ベクトル (C ディレクタ) に関する長点欠陥密度の間に線形関係が確認された。その波長の Nambu-Goldstone モードが生じる。さことから、次元と変数の自由度が SMT と等しらに電圧が対流発生の閾値を超えると、局所的

い 2 次元 XY モデルとの類似性を考慮し、統計な対流ロールの向きを表す波数ベクトル q で的性質として欠陥密度の制御パラメータ依存性表される短波長モードが生じる。SMT は、この比較を行ったところ、有意な結果が得られた。

ソ フ ト モ ー ド 乱 流 (soft-mode

ないという古典的事実とは異なる新しいタイプの 2 つの 2 次元 XY 場の非線形相互作用によって起こる q の方向に関する時空カオスである。

SMT に関してはこれまで多様な観点から研究されてきたが、ブラックライン (BL)(図の矢印で示す線) については全く注目されておらず、その物理的性質は未解明である。そこで本研究では、その構造を明らかにし、統計的性質として線密度の制御パラメータ依存性を調べた。
結果として、BL は q ベクトルと C ディレ
クタという 2 つの XY 場が作る、C ディレク
タの配向に関する欠陥であり、複数の点欠陥がG-10

AC トラップにおける帯電微粒子のカオス拡散の統計的性質
福岡県立大人社 A , 鹿児島大理 B , 名古屋大工学研究科 C

石崎龍二A , 秦浩起 B ,庄司多津男 C
帯電微粒子を交流電場によって閉じ込めると、コントロールパラメータを変えることにより、帯電微粒子の運動は、固定点や周期運動やカオス運動を示すことが実験で確認される。交流電場による荷電粒子（１粒子）を閉じ込めるための条件は、Mathieu 方程式の固定点や周期運動の安定性により説明される。実際の実験では、空気抵抗などによる散逸が考えられるため、Mathieu 方程式に散逸が入ると、周期運動やカオス運動の発生を説明できない。そこで、散逸のある Mathieu 方程式
を拡張した数理モデルを導入した。
散逸のある Mathieu 方程式を拡張した数理モデルにより、固定点が不安定化すると安定周期運動、更に安定周期運動からカオスが生じることを示す。特に、カオスが発生するパラメータ領域
で、1 粒子の回転運動の揺らぎの統計的性性質と 2 粒子を交流電場に閉じ込めた場合の 2 粒子の運動の統計的性質について、数理モデルにより数値的に調べた結果について報告する。

63

G-11

半導体レーザーと Rb 原子の結合系におけるカオスおよびノイズによる制御
福岡大理 A中島渉A , 岡野太治 A , 御園雅俊 A , 宮川賢治 A

半導体レーザー（LD）の出力光強度をそのバイアス電流に帰還すると、LD 周波数がカオス的な振る舞いを示すことが知られている。今回、我々はカオス状態の LD にノイズを加えることによって、LD の周波数変動が抑制されることを示した。
実験では、系の時間発展を測定し、スペクトルを計算した。そのスペクトルから、系の安定性を示す量である β = P f0 /∆f と LD 周波数ゆらぎの標準偏差 σ との関係を求めた。ここで、P はス
ペクトル線のピーク強度、f0 は中心周波数、∆f は半値半幅である。LD バイアス電流にノイズを加えて σ を変化させると、β が極大値をとることがわかった。このことは、ノイズによるカオス制御が可能であることを示している。

G-12

変形 S=1BLBQ 鎖における整合非整合遷移
九大院理 A輿石健二A , 野村清英 A

S=1 bilinear-biquadratic(BLBQ) スピン鎖∑

= Sj Sj+1 + α(Sj Sj+1 )2(1)

jは、無秩序点（αD = 13 ）で基底状態が VBS 状態となります。最近、この近傍で整合-非整合（C-IC）
遷移が起こること1 が見出されました。
本研究では、VBS 状態が固有状態となるような長距離相互作用を含むハミルトニアン2 のなかで(今回, このハミルトニアンのことを変形 S=1BLBQ 鎖と呼んでいます)、
H̃p =

∑1
i

2

(Si Si+1 + Si+1 Si+2 ) +1 − 4p[(Si Si+1 )2 + (Si+1 Si+2 )2 ] + p[Si Si+2 − (Si Si+2 )2 ] (2)6となる場合を考えます。（p は任意のパラメタ）p の値によって H̃p の固有状態である VBS 状態が基底状態となる領域が存在します。この領域の近傍で C-IC 遷移について、先行研究3 の方法で、KOBE.PACK4 を道具として用い、解析した結果を議論する予定です。

1 K.Nomura,and T.Murashima:J.Phys.Soc.Jpn.Vol 74(2005) 42 - 46
2 H.Nakano,and M Takahashi:Phys. Rev. B 54, 9000 - 9003 (1996)
3 T.Murashima,and K.Nomura:Phys.Rev.B 73(2006)214431
4 T.Tonegawa,and M.Kaburagi,and T Nishino64

1 イオン異方性のある S=1 の BLBQ モデルの相図

G-13

九大院理 A , 東大院理 B

高橋 康太A , 野村 清英 A , 肘井 敬吾 B

1 イオン異方性のある S=1 の BLBQ モデルのハミルトニアンはN∑
H(θ, D) =[cos θ(S j · S j+1 )j=1+ sin θ(S j · S j+1 )2 ] − D

N∑(Sjz )2

j=1

XY2である。Kolezhuk はこのモデルの相図とユニ

Neel

バーサリティクラスについて研究したがやや疑問点もある [1]。ここでは特にネール、ダイ

Dimer

マー、XY2 相の 3 相に注目し、相境界をレベ
ルスペクトロスコピー法 [2] を用いて数値的に決定した。また転移のユニバーサリティークラスについても述べる。

[1] A. Kolezhuk, Phys. Rev. B 78, 144428(2008)[2] K. Nomura and A. Kitazawa, J. Phys.
A: Math. Gen. 31, 7341 (1998)1G-14

強磁性境界における全基底状態
九大物理 A

岩尾賢一A , 野村清英 A

一次元イジングモデルにおいて、最近接相互作用が強磁性的で次近接相互作用が反強磁性的なスピン鎖（F-AF スピン鎖）の基底状態を考える。ただし開放端条件が課せられ、さらにボンド交代のあるモデルを考える。このモデルの基底状態が、強磁性状態から他の状態に変わる境界においての全基底状態を求めたい。 はじめは参考文献にある論文よりスピン１/２のモデルから理解を深め、最終的に任意スピンのモデルにおいて全基底状態を求めたい。 まず、ボンド交代があるので相互作用をそれぞれ JJ’（最近接相互作用）、JJ’（次近接相互作用）としハミルトニアンは

Ｈ＝Σ

（J1 s2n−1・s2n + J10 s2n・s2n+1 + J2 s2n−1・s2n+1 + J20 s2n・s2n+2 ）となる。この相互作用をγ（−１＜J1 ＝ J100 /(1 + γ)
J10 ＝ J100 /(1 − γ)J2000
J2 ＝ J2 (1 + δ) と表し、三つの粒子からなるハミルトニアンを
Ｈn＝ (1 + δn )/2[J100 ((1/(1 − γn ))sn・sn+1 + (1/(1 + γn ))sn+1・sn+2 ) + J200 sn・sn+2 ] とする。ここで
−2
n
n
Ｈ＝ΣN
n=1 、δn ＝ (−1) δ、γn ＝ (−1) γ。このハミルトニアンの最低固有値から基底状態の境界
γ＜１）、δ（−１≦δ≦１）によって＝ J200 (1 − δ)を決める。 二つの粒子によって三つのトリプレット状態と一つのシングレット状態をとることができるので、N 番目までの基底状態との直積により表される四つの状態の線形結合によって、N + 2 番
目までの基底状態を記述する。この時に出てくる四つの係数を漸化式で表すとすべての基底状態が求まったことになる。 参考文献；1)H.SuzukiandK.T akano : J.P hys.Soc.Jpn.77(2008)113708

2)T.Hamada,J.Kane,S.Nakagawa,and Y.Natsume: J.Phys.Soc.Jpn.57(1988)1891

65

G-15

複数のスピン間相互作用の存在するイジングスピン系
東海大九州キャンパス A , 九大院工 B , 有明高専 CCB良紀 , 太田穣 , 井戸垣俊弘

岩下孝A , 浦上賀久子 A , 松岡

B

複数の相互作用が共存するスピン系の相転移を調べてみることは興味深く、意義のある課題である。さらに基底状態のスピン構造を確定して新しい磁気相を発見し、相転移の条件や相転移近傍の磁気的諸性質を調べてみることは意義があると思われる。
モンテカルロ・シミュレーションを用いて、通常の交換相互作用 J1 SiZ SjZ の他に双二次交換相
互作用 J2 SiZ 2 SjZ 2 、スリーサイト・フォースピン相互作用 J3 SiZ SjZ 2 SkZ 、フォーサイト・フォー
スピン相互作用J4 SiZ SjZ SkZ SlZ が存在し、さらに一軸性異方性 DSiZ 2 が共存する S = 1 のイジ
ングスピン系の相転移を調べて相図を作成し、また基底状態のスピン構造を確定した。パラメー
ターとしては J2 /J1 、J3 /J1 、J4 /J1 、D/J1 を用いている。
シミュレーション結果から得られた J2 /J1 と J4 /J1 をパラメーターとして持つ磁気相図と J3 /J1と J4 /J1 をパラメーターとして持つ磁気相図では共に新しい磁気相が見つかった。また、J2 /J1 とJ4 /J1 をパラメーターとして持つ磁気相図では D/J1 依存性を示すことも明らかにされた。さらに、これらの相転移の条件はスピン系のエネルギー計算から得られた条件と一致することも示される。

G-16三角格子イジングモデル
九州大学理学府 A

小林敬吾A , 野村清英 A

改題：転送行列法による三角格子スピン系の整合─非整合遷移
三角格子スピン系の整合状態、非整合状態について、転送行列法を用いて研究した。ハミルトニ
アン H は、

H=∑{K1 Si,j Si,j+1 + K2 Si,j Si+1,j + K3 Si,j Si−1,j+1 }all i,jとなる。ここで、Kl = Jl /kB T で、Jl は、相互作用の大きさであり、スピン Si,j は Si,j = Si+n,j =Si,j+m の周期境界条件をとる。このとき、転送行列 T は、
(T )α,β = {exp(−H)}α,βと表せる。転送行列が対称行列となるとき、その固有値は、すべて実数となるので、転送する方向に対して、整合状態となる。一方で、非対称行列のときは、複素数の固有値をもつ可能性があり、非整合状態をとりうる。相互作用の大きさ J1 、J2 、J3 の比によって、転送行列は変化する。しかし、比が特定の場合については、転送行列の特徴を決定され、状態が判明するので、その様子を確
認した。
参考文献

[1]J.Stephenson,J.Math.Phys.11,420(1970)[2]J.Stephenson,J.Math.Phys.11,413(1970)[3]G.H.Wannier,Phys.Rev.79,357(1950)[4]S.Miyashita and H.Shiba,J.Phys.Soc.Jpn.53,1145(1984)

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G-17

ガラス転移での間欠性
九大物理 A

松井淳A

ガラス転移は、動力学的な過程であるだけなのか、あるいは、熱力学的な転移であるのか、いまだ決着がついていない。どちらにせよ、ガラス転移は固化現象の１つであり、転移点近傍で粘性係数や緩和時間が急激に増大する。分子レベルでみると、分子の拡散が周囲に配置された分子によって抑制される ケージ効果 が、温度降下とともに、顕著化したものである。ケージの生成やケージからの脱出には、多数の分子が関与する。このような分子の協調的集団運動を解析するため、これまでに、密度揺らぎの空間的相関（動的不均一性）が盛んに研究されてきた。それに対して、本研
究では、時間的な相関に着目して、分子レベルの拡散についての待ち時間（１つの分子がジャンプ拡散してからつぎにジャンプ拡散するまでの時間）の分布を分子動力学シミュレーションを用いて測定した。その結果、指数が −0.8 から −1 のベキ分布を示し、分子のジャンプ拡散が間欠的であることがわかった。
（１）測定される緩和時間は観測時間に依存することとエイジング、（２）系のサイズと観測時間が無限大の極限でα緩和は消失して、モード結合理論の予測と一致することを議
論する。

G-18

単成分単純液体のガラス転移
九州大学院理 A

才木将史A , 松井淳 A

等方的な二体間ポテンシャルを持つような単ョン に よって 計 算 さ れ た ガ ラ ス 状 態 と純系で単成分の過冷却液体やガラスが安定に存

FCC 結 晶 の 構 造 因 子 や 平 均 二 乗 変 位 等の結果から構造安定性について論じる。

在できるのだろうか？ガラスを形成するには多成分系を用いることが経験的に知られている。
長時間安定な単成分のガラスが実現できる候補
として、二つの極小を持つ等方的なモデルポテ
ンシャルが考案されている。Lennard-Jones ポ
テンシャルにガウシアン型井戸を加えた相互作
用を持つ二次元系では、転移点近傍ですぐに結晶化してしまうことが報告されている。これに対し、三次元系では過冷却液体やガラス転移点
近傍でも観測時間内で結晶化の兆候は見られな
いことがわかった。
本 講 演 で は 分 子 動 力 学 シ ミュレ ー シ

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G-19

自由エネルギーランドスケープ描像に基づいた過冷却液体の緩和過程九大院理 A , 東京電機大学 B

浴本亨A , 小田垣孝 B

物理・化学・生物分野において、自由エネルギーランドスケープ（ＦＥＬ）描像は複雑な系を理解する有用な手法として幅広く用いられている。ガラス転移研究においても、ガラス転移の本質をＦＥＬ描像から理解する試み [1] が注目されている。
ガラス転移現象の主な特徴として、ガラス転移温度（Tg）で比熱が急激な変化をする熱力学的特徴と、Tg 近傍で緩和過程が３つに分離する動的特徴が知られている。ガラス転移のＦＥＬ描像[1] から熱力学的特徴が説明され [2]、ＦＥＬ描像から動的特徴がいかに理解されるかが課題となっていた。
我々は２次元モデルＦＥＬ上のダイナミクスを解析し、ガラス転移の動的特徴がＦＥＬ描像で理解できる事を示す。また、緩和過程と脱出時間との関係を示す。

[1] T. Odagaki, T. Yoshidome, A. Koyama, and A. Yoshimori, J. Non-Cryst. Solids, 352, 4843,
2006[2] T. Odagaki and A. Yoshimori , J. Non-Cryst. Solids, 355, 681, 200968