会場 A
領域 3, 4, 5

A-1

ハーフメタルホイスラー合金 Co2 TiSn の磁気特性
鹿大院理工 A , 東北大金研 B , 東大物性研 C , 東北学院大院工 D
B

C

D

B

夫 , 山内徹 , 鹿又武 , 梅津理恵 , 廣井政彦

横山喬亮A , 重田出 A , 野村明子 B , 湯葢邦A

ホイスラー合金 Co2 TiSn は、高いスピン分極率を持つハー= 4.33 × 103 K という値が得られた。異なる解析手法で求フメタル材料である。ハーフメタルにおいては、遍歴電子強めた TA の値はほぼ等しい値であることが明らかになった。

磁性体のスピンゆらぎ理論に基づいて考察を行った報告がほとんどない。そこで本研究では、Co2 TiSn の磁化特性に対して、スピンゆらぎ理論の観点からハーフメタルの特徴を明らかにする。
得られた Co2 TiSn の磁化曲線について、スピンゆらぎ理論を用いた解析を行った。T ≪ TC における自発磁化の温度依存性の解析結果を図 1 に示す。図 1 の解析から、波数空間におけるスピンゆらぎのスペクトルの分布幅に対応する
温度 TA = 5.16 × 103 K という値が得られた。また、スピンゆらぎ理論では、TC において M 4 ∝ H/M が成り立つ。

図1. Co2TiSnの[ps(T)/ps]2-T 2曲線

M 4 –H/M プロットに関して、最も直接的な振る舞いが見られたのは T = 378 K であった。T = 378 K の解析から、TA

2

A-2

ホイスラー合金 FeCoCrAl の磁気体積効果
鹿大院理工 A , 東大物性研 B , 東北大金研 C , 東北院大工 D

辻川聡一朗A , 重田出 A , 郷地順 B , 鹿又武 D ,上床美也 B , 梅津理恵 C , 廣井政彦 A

スピンギャップレス半導体（SGS）は、アップスピンの価電においてダウンスピンの状態密度にギャップが存在すること

子バンド端と伝導バンド端がフェルミエネルギー EF で接し、に起因している [2]。

ダウンスピンのバンドは EF においてギャップが存在する。

[1] X. L. Wang et al., Phys. Rev. Lett. 100 (2008) 156404.

SGS は少数キャリアかつ高スピン分極率の特徴を有する機能[2] T. Kanomata et al., Phys. Rev. B 100 (2010) 144415.

性材料として期待されている。本研究では、第一原理バンド

2.50

計算から SGS と予想されるホイスラー合金 FeCoCrAl [1] の
磁気体積効果について報告する。

2.00
4.00

T = 7.5 K における磁化測定から、常圧下での自発磁化 Ms は2.01 µB /f.u と見積もられ、磁気モーメントが Slater-Pauling

0.00 GPa

1.50

0.32 GPa0.56 GPa

1.00

0.98 GPa

則によく従うことが分かった。さらに、SQUID とピストン

2.00!"!⁄!# = %. %% (!⁄). * /-./

1.00

1.17 GPa

0.50

シリンダー型圧力セルを使用して高圧下磁化測定を行った。

3.00
M s [μB/f.u.]

M (μB/f.u.)

超伝導量子干渉計（SQUID）を用いて磁化測定を行なった。

0.00
0.0

T = 7.5 K の M (H) 曲線の圧力依存性を図に示す。挿入図

1.0

0.00

は、M (H) 曲線から得られた Ms の圧力依存性である。Ms

0.0が圧力に依存しないことが明らかになった。この結果は、EF

A-3

0.5
p [GPa]

1.0

2.0

3.0
μ0H (T)

4.0

5.0

図 FeCoCrAlの高圧磁化測定の結果

CrZnSb の基礎物性
鹿児島大 A , 東北大 B

長野杜春A , 三井好古 A , 尾上昌平 A , 小林領太 A , 中川駿 A , 渡邊有美 A , 梅津理

恵 B , 小山佳一 A

正方晶 Cu2 Sb 型構造を有する三元化合物 MnAlGe や、化の異常が確認されたが、明確な強磁性や磁気相転移は観MnGaGe, MnZnSb は高いキュリー温度を有する強磁性体

測されていない。講演では CrZnSb の結果を紹介し議論すである。一方、Mn を Cr で全置換した CrAlGe は斜方晶る。[1]S. Yoshinaga, et al., Phys. Proc. 75 (2015) 918.

TiSi2 型結晶構造で弱い遍歴強磁性体である [1]。我々は、
MnZnSb の Mn を Cr で置き換えた CrZnSb を合成し、その結晶構造は室温で Cu2 Sb 型であることを見出したが、その基礎特性は不明であった。本研究の目的は CrZnSb の磁気特性及び熱特性を明らかにすることである。CrZnSb 試料
は反応焼結法で作製した。室温 X 線回折測定はほぼ Cu2 Sb型構造単相を示した。Fig. 1 に示す比熱の温度依存性では、222 K と 234 K にピークが観測された。しかし、1T
Fig,1 CrZnSbの比熱の温度依存性

における熱磁化測定の結果は、150 K と 230 K 付近に磁

3

A-4

ホイスラー合金 Co2 TiGa0.6 Sn0.4 の遍歴電子強磁性体のスピンゆらぎ理論による解析
鹿大院理工 A , 東北大金研 B , 東大物性研 C , 東北学院大院工 D

宮本素晴A , 横山喬亮 A , 重田出 A , 野村明

子 B , 湯葢邦夫 B , 山内徹 C , 鹿又武 D , 梅津理恵 B , 廣井政彦 A= 4.37 × 103 K という値が得られた。

ホイスラー合金 Co2 TiSn は、第一原理バンド計算や圧力下磁化測定からハーフメタルであると考えられている材料であ

発表当日は、異なる解析から見積もられるスピンゆらぎをる。ハーフメタルでは、スピンゆらぎ理論による考察を行っ特徴づけるパラメータの値を比較して、議論を行う予定でた例はほとんどない。そこで、我々は遍歴電子強磁性体であある。

る Co2 TiGa から Co2 TiSn への元素置換効果によってスピン分極率が変化することに注目し、磁性の研究に取り組んでいる。本研究では、スピンゆらぎ理論の観点から、高スピン分極率が期待される混晶系ホイスラー合金 Co2 TiGa0.6 Sn0.4 の磁気特性を明らかにする。
磁化測定の結果から、Co2 TiGa0.6 Sn0.4 のキュリー温度 TCや自発磁化 Ms を決定した。スピンゆらぎ理論では、TC 近傍において M 4 ∝ H/M が成り立つ。そこで 190 K ≤ T ≤210 K の温度範囲で M 4 - H/M プロットを行ったところ、
図 1 で示すように T = 202 K で最も直線的な振る舞いが確認できた。スピンゆらぎ理論を用いた解析から、波数空間に

図1. Co2TiGa0.6Sn0.4 のM 4 - H/M プロット

おけるスペクトルの分布幅に対応する温度 TA に関して、TA

A-5

Cu-Mn-Al 合金のスピノーダル分解に対する磁場効果
鹿児島大学 A , 東北大学 B

中川駿A , 三井好古 A , 小林領太 A , 小山佳一 A , 梅津理恵 B , 高橋弘紀 B

Cu-Mn-Al 合金を 800 K 以上の高温から急冷処理すること
により、規則化した準安定β相が得られる。このβ相は、500K 以下の等温熱処理によりスピノーダル分解を起こす。最近、
我々は Cu-Mn-Al 合金の磁場中熱処理を行い、このスピノー
ダル分解の磁場促進を示す結果を得た。本研究の目的は、Cu-

Mn-Al 合金の Cu3 Al(D03 相)-Cu2 MnAl（L21 規則相、強磁性）スピーノダル分解の磁場効果を明らかにすることである。
図にゼロ磁場で 1 週間 573 K で時効処理した Cu3−x Mnx Alの X 線回折パターンを示す。x = 25 に近い組成（Mn23、

Mn20）ではβ相のみが観測された。Mn15 と Mn10 試料では、L21 相、D03 相、残留β相の三相が観測されたことから、スピノーダル分解が起こったことが分かる。講演ではスピーノダル分解の磁場効果について報告する予定である。

4

A-6

Fe3−x Mnx Si の磁気転移
鹿児島大学理工学研究科 A

赤石幸起A , 加藤遼太 A , 野々山智仁 A , 重田出 A , 廣井政彦 A , 小山佳一 A

ホイスラー化合物 Fe3−x Mnx Si は広い範囲の組成で研究接転移が起こると考えられる。また、これらの反強磁性的な磁性をもつ AF 相と AF2 相の性質を比較する。

されており、低温で複雑な磁性を示すことが知られている。

[1] M.Hiroi et al. J.Phys: Conf. Ser. 969 (2018) 012098

x = 0 の組成である強磁性体 Fe3 Si から x の量を増やすとTA

キュリー温度 (TC ) が下がっていき、x > 0.75 では TC のさ
M (B/f.u.)

で x = 1.7 の近傍では TA よりさらに低温で新たな反強磁性的な相 (AF2 相) が現れることが発見された [1]。本研究ではx〜1.7 付近の AF2 相で、磁場と温度による磁化や転移温度

0.6
0.4

の変化を調べた。その結果、AF2 相は x が 1.65 ∼ 1.7 あた

0.2

りの狭い範囲で現れ、AF2 相への転移温度 (TA2 ) は x の増加

00に伴って上昇することが分かった。また x ∼ 1.8 以上の組成

TA2

50

T (K)

100

150

図 Fe1.3Mn1.7Siの各磁場での磁化の温度依存性では、低磁場において常磁性相から反強磁性的な AF2 相へ直

A-7

7T
5T
3T
2T
1.5T
1T
0.5T
0.2T
0.05T
0.01T
0.005T
0.002T
白抜きはZFC

0.8

らに低温 (TA ) で反強磁性的な AF 相が現れる。最近の研究

ナノ細孔中での酸素分子凝縮における非磁性置換効果
九工大工 A , 福岡大理 B

織田啓杜A , 美藤正樹 A , 出口博之 A , 田尻恭之 B

酸素分子は、スピン数 S ＝ 1 を持つ磁性分子である。細

充填率が 7-10 ％付近と少ないにも関わらず、酸素の沸点が酸孔中やグラファイトへの吸着実験を通じて酸素分子の凝縮現素のバルクの状態の沸点とほぼ同じ 90K 付近で確認出来た。

象が調べられてきた。ナノサイズのチューブ型細孔を用い、酸素分子の充填率を変えることにより 酸素分子ネットワークの次元性をコントロールできる。 本研究では、一断面当たり約340 個の酸素分子を吸蔵できるメソ多孔質構造体 SBA-15 を用いて、酸素分子凝縮状態の一部を窒素分子（非磁性）で置換した。そして、「異分子凝縮」と「非磁性置換」のふたつの側面の興味から磁気測定を行った。図１には第１層に酸素分子と窒素
分子を 4:1 で吸着させたときの直流磁化の温度依存性を示す。
矢印で示すのが酸素の沸点近くで見られる磁気異常で、酸素

5

A-8

スピネル型マンガン酸化物 Mn3 O4 ナノ粒子の磁性におけるサイズ効果
九工大工 A , 福岡大理 B

新福大貴A , 高橋俊介 A , 田尻恭之 B , 出口博之 A , 美藤正樹 A , 香野淳 B

スピネル型マンガン酸化物の Mn3 O4 は，Mn+2 を A サイ
+3

度はバルクより高温域へシフトしており，またサイズ依存を B サイトに有するフェリ磁性体である．隣接性はほとんどない．しかし，10 nm 以下ではサイズの減少

する B サイト間に強い反強磁性相互作用が働くため，フラス

とともに転移温度が降下した．講演においては，その他のトレーションが生じ，複雑な磁気構造を有する 3 つの磁気秩

磁気特性および結晶構造のサイズ効果についても報告する．

トに，Mn

序相，Yafet-Kittel 相（T1 ＜ T ＜ TN ），Incommensurate
転移温度 T (K)

相（T2 ＜ T ＜ T1 ）および Cell-doubling 相（T ＜ T2 ）の逐次転移が起こる．また，最近では磁気秩序のフラストレー
ションによる格子ひずみが観測されている．Mn3 O4 をナノスケールの微粒子にすることで，磁気フラストレーション
や格子ひずみが変調しバルクと磁性が変化することを期待

TN (バルク)
40

T1 (バルク)
降下
TN
T1
T2

35

して，サイズの異なる Mn3 O4 微粒子を合成した．図 1 にT 2 (バルク)

各磁気転移温度の粒子サイズ依存を示す．各転移温度はバ1020た．図のように 10 nm 径以上の粒子サイズでは，各転移温

A-9

30

粒径 d(nm)

ルクと同様に ZFC 磁化の温度微分のピーク温度より評価し

図 1 各転移温度（TN,T1,T2）の粒径サイズ依存

ランタノイド系強磁性体 Tm, Er における高圧力下磁気測定
九工大工 A

木村祐太A , 美藤正樹 A , 出口博之 A

ランタノイド系強磁性体は、低温で強磁性が安定する前にらせん磁気構造が安定する。常磁性とらせん磁性の間の温度を TN 、らせん磁性と常磁性の間の温度を TC とすると、

TC常圧下では、Er は TN = 80 K、TC = 32 K、Tm では TN

TN= 56 K、TC = 25 K である。2005 年に D.D.Jackson ら

0 GPa

によって高圧力下で交流磁化率測定の結果が報告され、Er

7.5 GPaにおいては 12.4 GPa、Tm においては 20.4 GPa までの圧

15.3 GPam' (emu)

力領域で測定が行われた。しかし、測定精度の問題からどちらも磁気消失圧力の特定には至っていない。本研究では、

21.9 GPa
26.9 GPa

Jackson らより高精度な磁気測定方法で Er, Tm の磁気秩序の圧力変化を追跡した。図 1 は Tm における交流磁化の

HAC = 3.86 Oe
f = 3 Hz

5.0×10-7

温度依存性を示している。圧力増加に伴い磁気異常が小さくなり、TN の異常は 15.3 GPa では消失しているが、TC0の異常は 26.9 GPa でもほぼ同じ温度で存在し続けている。

20

40

60 80 100 120 140 160
Temperature (K)

図1. Tmの交流磁化の温度依存性

6

A-10

高圧力下におけるネオジム磁石 Nd2 Fe14 B の強磁性消失
九工大工 A

荒瀬太輝A , 大隈理央 A , 美藤正樹 A , 高木精志 A

ネ オ ジ ム 磁 石 の 主 相 で あ る Nd2 Fe14 B は 最 も 強 力 な
永 久 磁 石 と し て 知 ら れ る が 、熱 減 磁 を 生 じ や す く 、そ の

32.5 GPa

1*10-4 V/Oe

キュリー温度 Tc は常圧で約 600K である。先行研究によVVCM/HDC [V/Oe]

ると Tc は 1GPa 加圧するたび、約 18K 下がると報告され、その情報に基づくと約 34GPa 付近で強磁性が消磁すると予想される。そこで我々は 30GPa 以上の高圧力下における Tc の追跡を行った。本研究では磁気測定装置として SQUID-VCM(コイル振動型 SQUID 磁束計) を用い、圧31.0 GPa

力印加装置として DAC(ダイヤモンドアンビルセル) を用

HDC:30 Oe

いた。図 1 に 31.0GPa、32.5GPa での結果を示す。31GPa0

では 53K、32.5GPa では 17K で強磁性由来の磁気異常が
観 測 さ れ 、33.0GPa よ り 高 圧 で は 、そ れ は 観 測 さ れ な か

10

20

30 40
T [K]

50

60

図1.直流磁化率の温度依存性

った。また、33.0GPa より高圧の圧力範囲では、4K 付近に強磁性由来の磁気異常とは異なる磁気異常が見られた。

A-11

Y2Fe17 の窒化に対する圧力・磁場の影響
鹿児島大学理学部 A , 鹿児島大学大学院理工学研究科 B , 鹿児島大学研究支援センター C

末吉由育A , 尾

上昌平 C , 小林領太 B , 三井好古 B , 小山佳一 B,C

Sm2 Fe17（母相）のキュリー温度 TC は 389 K、飽和磁化 Ms

中窒化の結果について報告し、Sm2 Fe17 N3 の結果と比較、議は 34.1 mB/f.u. である。Sm2 Fe17 を窒化した Sm2 Fe17 N3論する。[1] Koyama et al.: Phys. Rev. B 61 (2000) 9475.

（窒化物相）は、TC=752 K、Ms = 38.1 mB/f.u. で強い一軸磁[2] Onoue et al. : J. Alloys Compd 835 (2020) 155193.

気異方性を示すことから、永久磁石材料として注目されている[1]。Onoue らは、Sm2 Fe17 の窒化が磁場によって促進すること見出した [2]。この窒化の磁場効果は母相と窒化物相に対する Zeeman エネルギーの差によるものと報告されている [2]。
窒化の磁場効果の起源を解明するには、母相と窒化物相の結晶構造や磁性、窒素ガス圧力、窒化過程の関係を明らかにする必要がある。研究目的は、非磁性 Y を用いた Y2 Fe17 の窒化に対する磁場効果の解明である。アーク溶解法により Sm2 Fe17
試料を作製した。図に溶解後の X 線回折パターンを示す。すべてのピークは六方晶 Th2 Ni17 型構造で指数付を行うことができ、単相試料が得られた。講演では、本試料を用いて磁場

7

A-12

Sm2Fe17 m:4a"radSm2Fe17Nx x F~X-if_Lbd

希土類鉄磁石のαβ変態に対するメスバウア分光測定
Sm Fe N x = 3CM RzN5 T iA,m:4a abCM
2

2{

17

3

[1]iA,]4aT.}:^"/bd6u2{

BAs5SgkcbbdiA,]4a7H
6u|j"Itb
鹿児島大研究支援センター A , 鹿児島大院理工, 東北大金研 C , 東大物性研 D 尾上昌平
, 小林領太 B ,
uP



? 57Fe-gq(%'$#63[E Itbv1*0

A,B
三井好古 B , 梅津理恵 C , 上床美也 D , 小山佳一
lGn 40 Pa T.+&)iA(a)W5T iA (b)bd6` D}:^d6`
6u|j

Sm2 Fe17 に窒化処理を行うと、α 相（Sm2 Fe17 Nx：x 少量）

B8;o}:=Ke

YFadiA6u2{9V hx!y\

iA9VItbv1pV",J@>[1]ない磁場分解促進効果が確認された。講演では分解過程におM. Onoue et al., J. Alloy. Compd., 835 (2020) 155193.

から永久磁石特性の高い β 相（Sm2 Fe17 Nx ：x = 3）に変態ける磁場効果と微視的評価の結果を中心に報告する。

する。最近我々は、5 T 磁場中窒化処理によって、この αβ 変[1] M. Onoue et al., J. Alloy. Compd., 835 (2020) 155193.

態が促進すること [1]、さらに磁場中熱処理条件によっては、鉄酸化物を伴って β 相の分解も促進することも見出した。本
研究の目的は、β 相の磁場中熱処理制御による分解過程を微視的に解明することである。図は 57 Fe-γ 線メスバウア分光測定による微視的評価の一例である。真空度約 40 Pa 条件下ゼ elGn 40 Pa]4aZG 723 KQ 96 h &)iA(a)< 5 T iA,(b)]4awO(%'$#[EuUpV

ロ磁場 (a) に比べ、5 T 磁場 (b) によって β 相分率が大きく



減少し、α 相と酸化物相分率が増加、単純な酸化反応だけでA-13

Fe-1wt.%Cu における強磁場がトランプエレメントに及ぼす影響
鹿児島大学理学部物理科学科 A , 鹿児島大学大学院理工学研究科 B , 鹿児島大学研究支援センター C , 仙台
高等専門学校 D , 東北大学金属材料研究所 E

畑中竜聖A , 渡邊有美 B , 佐藤香里 D , 葛原俊介 D , 伊東航 D ,高橋弘紀 E , 小林領太 B , 尾上昌平 C , 三井好古 B , 小山佳一 B,C
鉄鋼材料に含まれる Sn や Cu はトランプエレメントとよばれ、除去が困難な元素であり、これらの除去や析出挙動の解明は、
鉄鋼材料研究やリサイクルをする上で重要である。我々は、強磁場が強磁性材料中の原子拡散や平衡状態図を変化させることに着目し、トランプエレメントの析出挙動の磁場制御を試みてきた。本研究の目的は、Fe-1wt. ％ Cu における、Cu の Fe 母相からの析出に対する磁場効果を明らかにすることである。Fe-Cu 状態図によれば、共析温度に近くなるにつれ、Cu の固溶限が上昇する。そのため、Cu の固溶限の低い 773 K における磁場中熱処理を行った。高周波誘導溶解炉を用いて Fe-1wt. ％ Cu 合金を作製した。0 T および 10 T で 773 K、12 時 間の磁場中熱処理を行った。その後、析出した Cu のサイズ分布や配列を明らかにするために、電子線マイクロアナライザを用いた組織観察及び組成分析を行った。10 T 中熱処理試料では、磁場の印加方向に対し、垂直方向と水平方向の面について行う。また、Fe 母相に固溶している Cu は母相の内部磁場を低下させることが予想されるため、メスバウア分光測定による内部磁場評価によって析出挙動が評価できる。そこで、熱処理した Fe-1wt. ％ Cu
試料から得た粉体試料を用い、室温で 57 Fe メスバウア分光測定を行った。講演では組織観察及び、メスバウア分光測定の結果について報告する。

8

A-14

Mn-Ga 拡散対の結晶成長挙動における磁場効果
鹿児島大学大学院理工学研究科 A

渡邊有美A , 小林領太 A , 三井好古 A , 小山佳一 A

強磁場は拡散、化学反応、相成長などに影響を与える。こい 抑 制 効 果 が 確 認 さ れ た 。一 方 773 K で は Mn2 Ga5 ののとき、原料と生成物の磁性は強磁場中の反応に影響を与え

相 成 長 は 磁 場 中 で は 明 瞭 な 変 化 は 見 ら れ ず 、Mn-rich 相る因子であり、強磁性相を有する Mn-Ga 系も合成反応におの磁性が結晶成長を選択的に抑制したと考えられる。
MnGa3(and MnGa4)

Mn-rich phases

いて強磁場が影響しうる。そこで本研究では、Mn-Ga 固液反α-Mn

λ-MnGaMn2Ga5

応に対する磁場効果について、磁場中熱処理した Mn-Ga 拡
散対を用いて評価した。
拡散対は質量比 5:1 の α−Mn と Ga からなり、温度 T =573, 673, 773 K、磁場の大きさµ0 H=0, 5 T で磁場中熱処理し(A) 0 Tた。熱処理後の試料は界面に垂直に切断し、断面を電子線マ
イクロアナライザ (EPMA) で観察、反応相の組成と厚みを評価した。

Fig. 1 は 573 K、48 h、0, 5 T 中 で 熱 処 理 し た 拡 散 対 の(B) 5 TGa 濃 度 面 分 析 で あ る 。573 K で は 反 応 相 の う ち 、2 つ

10 µm

H

Fig. 1. 573 K, 48 h, (A)0 Tと(B)5 Tで磁場中熱処理したMn-Ga拡散対のGa濃度面分析. Mn-rich相はMn3Gaと L10-MnGa相からなる.

の領域からなる Mn-rich 相は磁場による相成長の変化は見 ら れ な い が 、Mn2 Ga5 は 5 T 磁 場 に よ る 相 成 長 の 著 し

A-15

遍歴ヘリカル磁性体 MnP の超音波ひずみ効果
九工大工 A , 大阪府大工 B , 岡山大異分野基礎科学研 C

岩崎翔A , 大隈理央 A , 美藤正樹 A , 高阪勇輔 B , 秋

光純 C

遍歴ヘリカル磁性体 MnP は、古くからその磁性についてする。[1] T. Komatsubara et al., J. Phys. Soc. Jpn. 28,

研究されており，T c = 292 K 以下で c 軸を容易軸とする強317 (1970). [2] C. C. Becerra, J. Phys.: Condens. Matter

磁性，Tn = 47 K 以下で a 軸を伝搬ベクトルとするヘリカ

12, 5889 (2000). [3] T. Koyama et al., J. Phys. Soc. Jpn.

ル磁性が安定になる [1]。また，T∗= 282 K において，新た81, 043701 (2012). [4] M. Mito et al., J. Phys. Soc. Jpn.

な磁気転移の可能性が示唆され [2]，c 軸方向に磁化が向いた

84, 104707 (2015).

強磁性ドメインの間に，bc 面を 180 度回転する磁気ドメイン壁の存在が観測された [3]。非線形磁気応答を含む磁気ダイ
ナミクスも調べられており，強磁性相に電気伝導との相関を示唆する複雑な振る舞いを示す [4]。今回，我々は，超音波によって伝導電子の散乱確立を変化させ磁気特性を操作することを試みた。図 1 に超音波印加下の交流磁化率の温度依存性を示す。20 Vpp の電圧を印加した場合，Tc が 70 K 程度減
少した。その他の結果や 3 次高調波成分については当日報告

9

A-16

反転対称性を持つ遍歴電子磁性体における渦状スピン構造の解析的性質
琉球大理 A

梯祥郎A

原子サイズからナノサイズへ磁気構造を拡大していくと，反転対称性を持たない磁性体でスカーミオンをはじめとする多様な
渦状スピン構造と多重スピン密度波が存在することが最近明らかになってきている．我々はこれまでこのようなユニークな磁気構造が反転対称性のある通常の遍歴電子系においても可能であることを現象論と一般化されたハートレー・フォック理論に基づくハバードモデルの数値計算によって明らかにした [1,2]．しかし，これらの磁気構造の存在は実空間可視化画像観察に基づいており，渦の特性を見誤ったり，渦そのものを見落として了う可能性がある．そこで，今回，多重スピン密度波で表された渦構
造の渦中心の存在に注目し，その回りで波数展開を行って fcc 格子上の渦の局所スピン構造を解析的に明らかにした．この方法
で 2Q 多重ヘリカルスピン密度波（2QH) を主要項とする渦状スピン構造を解析すると，渦面に垂直なコア分極を持つ時計回りと反時計回りの 2 種類の渦構造（half-skyrmion）とコア分極 0 の 2 種類の反渦構造 (antivortex) が対になって存在することが分かる．３ Q 多重ヘリカルスピン密度波（3QH) では，偏西風効果を受けた 2QH half-skyrmion が渦面に垂直な方向へ進むに従って捩れていく構造を取ることが分かる．また，比較的弱いクーロン相互作用領域で見出された 12Q 多重スピン密度波（12QMSDW）を 3 つの 4QMSDW の重ね合わせとして同様の解析を行うと，コア分極０の捩れをともなった渦構造を形成していることが分かった．

[1] Y. Kakehashi, D. Koja, T. Olonbayar, and H. Miyagi, JPSJ 87, 094712 (2018).
[2] Y. Kakehashi, JPSJ 89, 024706 (2020); JPSJ 89, 094710 (2020).

A-18

グラフェンを用いた水酸化ニッケルナノシート金属化の観測
熊本大学大学院自然科学教育部 A , 熊本大学産業ナノマテリアル研究所 B , 熊本大学大学院先端科学研究部C

志手大輝A , 嘉月悠人 A , 伊田進太郎 B , 原正大 C

水酸化ニッケルはニッケル水素電池の電極材料として使用される等、現在に至るまで様々な研究が行われてきた [1]。最近の研究では水酸化ニッケルナノシート [2] が真空中においグラフェンて 250 ℃以上で加熱されると金属ニッケルに変化するという報告がある [3]。本研究ではグラフェンが電子的および磁気的特性に敏感な材料として水酸化ニッケルの金属化を間接的に測定できると期待し、グラフェンと積層させた構造を作製した。図は水酸化ニッケルナノシートに積層したグラフェンの AFM 画像である。図中の水酸化ニッケルナノシート (厚さ:1nm 程度、平面方向の大きさ:数 100nm 程度) は、基板上に一様に存在している。測定のための電極端子は電子線リソ
グラフィー技術を用いて作製した。発表ではナノシート加熱
後の 2 端子抵抗およびホール抵抗の変化について話す予定で水酸化ニッケルナノシート

ある。

2μm

[1] D. S. Hall et al., Proc. Math. Phys. Eng. Sci. 471,
20140792 (2015).

水酸化ニッケルとその上にあるグラフェンのAFM画像[2] S. Ida et al., J. Am. Chem. Soc. 130, 14038 (2008).
[3] Y, Naruo et al., Nanotechnology. 31, 435602 (2020).

10

A-19

酸化チタンナノシートから加熱生成されたアナターゼナノ粒子の原子間力顕微鏡観察熊本大学大学院自然科学教育部 A , 熊本大学大学院先端科学研究部 B

嘉月悠人A , 船津麻美 B , 原正大 B

バルクの酸化チタンは超親水性や光触媒効果があり、近年では二次元の酸化チタンナノシートに関しても同様な特徴がみられることが分かっている [1]。酸化チタンナノシートは層状チタン酸化物を液中で膨潤・化学的単層剥離を行うことで得られる。Langmuir-Blodgett 法を用いて、SiO2 /Si 基板
上に酸化チタンナノシートを転写することができる。酸化チ
タンナノシートは加熱することによってアナターゼに構造変化することが知られており、重なった層数が少ないほど相転移温度が上昇することが分かっている [2]。ただし構造変化した際のアナターゼ結晶粒の形状については不明である。本
研究では原子間力顕微鏡を用いて、加熱温度やナノシートの重なりの違いによるアナターゼ結晶粒の形状変化を調べた。
その結果、酸化チタンナノシートの単層と 2 層におけるアナターゼ結晶粒のサイズは異なり、結晶粒の方向は加熱前のナ
ノシートの結晶方向に揃っていることを発見した。発表では結晶粒の生成メカニズムに関する考察を行う。
[1]L.Wang et al., Chem. Rev. 114, 9455 (2014).
[2]K. Fukuda et al., J. Am. Chem. Soc. 129, 202 (2007).

A-20

電子線リソグラフィーによるグラフェンナノリボンの作製
熊本大学大学院自然科学教育部 A , アンリツ先端技術研究所 B , 熊本大学大学院先端科学研究部 C
古閑祐貴A , 嘉月悠人 A , 松井朋裕 B , 原正大 C

現在、グラフェンを細長いナノリボン状に加工したグラ
フェンナノリボンの研究が盛んである [1]。先行研究では、幅186-207 (2016) [2] Zhiwen Shi et al. , Adv. Mater. 23,
3061-3065 (2011)を細くするとバンドギャップが開くと報告されている。本研
究では電子線リソグラフィーおよび酸素・水素プラズマを用いて、グラフェンナノリボンの作製を試みた [2]。
まず、酸化皮膜付 Si 基板にグラフェンを剥離した。次に、
電子線リソグラフィーでパターニングを行い、酸素プラズマ
でグラフェンのエッチングを行った。その後、水素プラズマ
で、エッチングした穴をさらに広げた後、AFM 観察を行った。

AFM 画像から六角形状に穴が広がり、グラフェンナノリ
グラフェンナノリボン

ボンが作製できていることが分かった。現在、電極作製を行い、グラフェンナノリボンの電気特性の測定を行っている。

[1] Wentao Xu and Tae-Woo Lee , Mater. Horiz. 3,

水素プラズマエッチング後のAFM画像

11

A-21

酸化チタンナノシートとグラフェンの層間にトラップされた水の原子間力顕微鏡測定熊本大学大学院自然科学教育部 A , 熊本大学大学院先端科学研究部 B

バルクの酸化チタンと同様に、二次元材料である酸化チ

中村駿一A , 船津麻美 B , 原正大 B(a)

タンナノシートは超親水性である。原子間力顕微鏡（AFM）

(b)

酸化チタン
ナノシート

で直接試料表面に存在する水を観察することは困難であるが、マイカ上にグラフェンを覆うことによりトラップされた水をグラフェン観察できることが分かっている [1]。本研究では、同様の方法を用いることで酸化チタンナノシート表面をグラフェンで覆い、トラップされた水を観察した。酸化チタンナノシートはLangmuir-Blodgett 法を用いて転写、グラフェンはスコッチ(c)

テープを使った機械的剥離を用いて試料を作製した。トラッ(d)

プされた水の有無を確認するため加熱処理を行い、その前後で測定を行った。右図は AFM 測定で得た画像で (a)、(b) は

グラフェン

それぞれ加熱処理前の高さ像、位相像、(c)、(d) はそれぞれ
加熱処理後の高さ像、位相像である。加熱処理により水が抜けたのが確認できた。

酸化チタン
ナノシート

[1] K. Xu et al., Science 329, 1188 (2010)
図12

酸化チタンナノシート上グラフェンのAFM画像。
(a)加熱前の高さ像、(b)加熱前の位相像。
(c)加熱後の高さ像、(d)加熱後の位相像。

会場 B
領域 6, 8, 9, 10

B-1

モット絶縁体 Ca2RuO4 の抵抗の温度依存性
久留米工業大学工学部 A

小倉弘幹A , 酒見龍裕 A , 井野明洋 A , 中村文彦 A

モット絶縁体 Ca2 RuO4 は，わずか 40 V/cm という低電と関係する特徴的な折れ曲がりがあることを確認した．さら場で構造相転移を伴って金属化し，通電下で維持される。まに，この抵抗の温度依存性のアレニウスプロットから活性化エ

た，電流下維持される非平衡定常状態の金属状態に注目が集

ネルギーを見積もったところ Eg =2800 ± 200 K（〜0.2 eV）とまる．しかし最近，低温の高抵抗状態ではジュール発熱の影なった．以前の測定で得た活性化エネルギーと同程度である。

響で正しい抵抗測定ができない場合があることが指摘された．
絶縁体相での抵抗の「真の温度変化」を測定するため，我々は，微小電流での測定が可能なエレクトロメータを用いて化
学量論的組成の Ca2 RuO4 単結晶で抵抗測定を行った。
その結果，300〜77 K までの温度領域で ab 面内，c 軸方向の電気抵抗を 107 Ωまで測定した。図には測定電流ごとの面内方向の電気抵抗の温度依存性を示す。電流密度 15 mA/cm2
以下での測定で，面内方向の電気抵抗の温度依存性は昇温降温過程ともにほぼ一致した。さらに，150 K 付近で反強磁性転移

13

B-2

電気二重層トランジスタをもちいた モット絶縁体 Ca2RuO4 の電場効果
久留米工大 A , 東北大金研 B

酒見龍裕A , 大内拓 B , 小倉弘幹 A , 井野明洋 A , 野島勉 B , 中村文彦 A

モット絶縁体 Ca2 RuO4 (CRO) は、357 K で構造変化少が予想される。またこの抵抗値の減少は、電圧を下げていを伴って金属転移する。我々は、この相転移が 40 V/cm のくことで可逆的な抵抗の変化を示す。このことから、酸素放電場印加でも誘起されることを明らかにした [1]。また、電場出などの化学反応のような不可逆効果ではないと考えられる。

印加下で金属化した CRO に電流を流し続けることで、このまた、このような大きな抵抗の減少は、表面電荷の効果でも金属状態を低温まで維持できる。通常、金属電極による電場

説明できない。この抵抗の減少は、長時間で変化し、可逆的効果の実験では、電場印加と同時に電流も誘起されるため、に変化することから構造変化と関係したバルクでの現象では電場効果なのか電流効果なのかの分離が困難である。そこでないかと予想される。

[1] F. Nakamura, et al., Sci.

本研究では、電気二重層トランジスタにイオン液体で電場をRep.

3, 2536 (2013).

印加 (電荷を高濃度に注入) した効果を調べた。この方法では試料に電流が流れないため、電流効果を分離することできる。
図に 260 K での電気抵抗の時間依存性を示す。イオン液体による印加電圧が 2.5 V に達すると抵抗値が急激に低下しはじめ、4 V 印加するとさらに減少率が増加した。また電圧を4 V 印 加したまま約 9 日間経過させると抵抗値が約 80% 減
少した。従来の実験では 24 時間程度の電圧印加であったが、9 日間以上にわたり電圧印加することで、今まで以上の電気抵抗値の減少を明らかにした。9 日間以上の電圧印加でも抵抗値は減少傾向を示していることから、さらなる抵抗値の減

B-3

モット絶縁体イリジウム酸化物 Sr2 IrO4 の輸送特性における巨大ひずみ加工効果
九州工大院工 A , 九州大 I2CNERB

小川颯也A , 堀田善治 A , EdalatiKavehB , 松平和之 A

5d 遷移金属酸化物 Sr2 IrO4 は強いスピン軌道相互作用をもつ強相関物質であり, 反強磁性モット絶縁体状態が実現している。
その結晶構造は銅酸化物超伝導体と類似の層状構造であり, そのアナロジーからキャリアドープによる超伝導の出現が理論的に予測 [1] されているが, 現在まで超伝導は発現できていない。
我々は Sr2 IrO4 へのキャリアドープの新しい試みとして, 巨大ひずみ加工の 1 つである HPT 法 (HighPressureTorsion) を用いた。これまでのセラミックスにおける HPT 加工では酸素欠損が生じることが報告されている [2, 3]。今回はモット絶縁体イ
リジウム酸化物 Sr2 IrO4 に HPT 加工を行い, その輸送特性 (電気抵抗, 熱電能) を調べた。その巨大ひずみ加工効果について報告する。

[1] F. Wang and T. Senthil, Phys. Rev. Lett. 106, 136402 (2011).
[2] Z. Horita, J. Jpn. Inst. Light Met., 60, 134-141 (2010).
[3] K. Edalati, Adv. Eng. Mater. 21, 1800272 (2019).

14

B-4

YBCO(Y247) 超伝導セラミクスにおけるグレイン間転移の磁場依存
九工大工 A , 京都工繊大工芸科 B , 徳島大理工 C

藤井孝徳A , 三明瞭太 A , 出口博之 A , 美藤正樹 A , 萩原亮 B , 久田旭彦 C , 小山晋之 C

我々は YBa2 Cu4 O8 (Y124 系) および YBa2 Cu3 O7 （Y123より，三種類とも磁場依存が異なるが，特に Y247 系は他系）の超伝導セラミクス試料について磁気測定，電気抵抗のセラミクスと別のタイプの特性を示す．講演では Tc3 のおよび I-V 測定を行い，低磁場下における磁場-温度相図を

磁場依存も併せて報告し，磁場-温度相図の比較検討を行う．

研究してきた．二種類のセラミクスにおいて，グレイン内
超伝導転移点 (Tc1 ) より低温域に，非線形磁化のピークが出現するグレイン間グラス転移点 (Tc2 ) および電気抵抗が消失するグレイン間超伝導転移点 (Tc3 ) が存在し，その磁場依存性を調べた．その結果，ゼロ磁場では Tc2 と Tc3 は一致しているが，低磁場下では Tc2 ＞ Tc3 となり，両転移点の間に狭い磁場-温度領域でカイラルグラス相が存在する
ことを確認した．しかし，二つのセラミクスにおいてグラス転移点の磁場依存が，かなり異なった．今回，新たな試料 Y2 Ba4 Cu7 O15（Y247 系）のセラミクスについて，Tc2 お
よび Tc3 の磁場依存を調べた．図 1 に Y123 系，Y124 系
図 1 Y123,Y124 および Y247 セラミクスの Tc2 の磁場依存

および Y247 系のセラミクスの Tc2 の磁場依存を示す．図B-5

HTSC 近傍の自己エネルギーの考察
無所属 A

田中啓七郎AHTSC 近傍の自己エネルギーの考察
田中啓七郎 †

A study of a self-energy eﬀect in terms of the energy structure of HTSC.
Keishichiro Tanaka†-Green function and self energyこれまで、HTSC 近傍の基底状態として 2 サイトハバードモデル＋二準位系 (U/t >> 1) を仮定し、その固有エネル
ギーを調べてきました。結論として HTSC の基底状態は QSL（量子スピン液体）に基づくものと考えています [1]。
今回、Green 関数法を用いて、Atomic limit において、この系に関する自己エネルギーの影響を考察します。-Thispresentation sheds light on a self-energy eﬀect to the Hubbard model with a spectrum at the atomic limit,
leading to the gap(±δ) assumed in the two-site Hubbard model with the two-level system[2] (U/t >> 1), a
ground state model near the HTSC[2]. The self energy (ΣRiσ (ω)) is shown as follows, where ∆ is the original
spectrum without considering the self-energy of this system, µ = ∆/2, and the occupation ratio is 0.75.
′
′′
R2
1
Note that the self-energy is divided into two spectra (ΣRiσ (k , ω) (ϵk = 0) and Σiσ (k , ω)(ϵk = ∆) ) andcalculated.
′

′′

R1
R2
ΣR
iσ (ω) = Σiσ (k , ω) + Σiσ (k , ω).
′

2
1
ΣR
iσ (k , ω) = U < n−σ,−∆/2 > +U(1)

< n−σ,−∆/2 > (1− < n−σ,−∆/2 >)ω + µ + 0 − U (1− < n−σ,−∆/2 >).
< n−σ,+∆/2 > (1− < n−σ,+∆/2 >)

′′

R2
Σiσ
(k , ω) = U < n−σ,+∆/2 > +∆(1− < n−σ,+∆/2 >) + (U − ∆)2ω + µ − ∆ < n−σ,+∆/2 > −U (1− < n−σ,+∆/2 >)′R
The spectra of the Hubbard-1 approximation (GH1iσ (ω)) are as follows (µ = Σiσ (ω = 0)).

GH1iσ (ω) =

1
1
+
.
′
′
ω + µ + 0 − ΣR
ω + µ − ∆ − ΣR
iσ
iσ

(2)

This shows that the self-energy eﬀect compresses the original spectrum ∆ = 0.2eV (∼ 4t2 /U ∼ J) intoδ ∼ ±0.02eV per one particle (T = 0) shown in Fig.1.

図 1 Fig.1 ω-A(ω) Curves for one particle: The purple is the green function at the half-filled without
considering self energy, the green is that incorporating self energy.

- Conclusion - HTSC の準粒子ギャップは、 Half-filled 系における J 程度のスペクトルの存在とその自己エネル
ギー効果によると思われます。-The pseudo gap (quasi-particle-gap) in the HTSC is considered to be due to aspectrum of the order of J at the half-filled and its self-energy eﬀect.

15
未入力

.

B-6

EuNi2 (P1−x Gex )2 における点接合分光法を用いた電子状態測定
九大院工 A , 九大院理 B , 福工大情工 C

高橋拓也A , 志賀雅亘 A , 原田琢良 A , 光田暁弘 B , 丸山勲 C , 稲垣

祐次 A , 和田裕文 B , 河江達也 A

価数揺動物質である EuNi2 P2 は、電気抵抗や比熱測定などによって低温で重い電子状態を形成することが示唆され

べ、せまくなっていることが明らかになった。本講演では結果の詳細を報告する。

ている [1]。当研究室ではこれまでに EuNi2 P2 における重い[1] Y. Hiranaka et al., J. Phys. Soc. Jpn. 82(2013)083708

電子状態形成の起源を微視的に明らかにするため、点接合分[2]U B Paramanik et al., J.Phys.:Condens.Matter 28(2016)166001
1.04

光法を用いた EuNi2 P2 の電子状態測定を行い、特徴的なダ

EuNi2(P0.8Ge0.2)2/Pt
T = 4.6 K

ブルピーク構造を有する信号の観測に成功した。そこで詳細

Normalized dI/dVを調べるために、本研究では EuNi2 (P1−x Gex )2 に注目する。

EuNi2 P2 の Ge 置換系である EuNi2 (P1−x Gex )2 は、x=0.5以上で反強磁性秩序が出現することが知られている [2]。した
がって Ge 置換とともに、観測信号が変化すると考えられる。
今回は Ge 置換による電子状態の変化を観測することを目的に点接合分光実験を行った。

図には実験によって得られた

微分伝導度信号を示す。この信号のゼロバイアス付近には特1-40

徴的なダブルピーク構造が現れおり、EuNi2 P2 と類似した振る舞いを示すが、解析の結果、ピーク間隔が EuNi2 P2 と比

B-7

-20

0
V [mV]

2040

図 : EuNi2(P0.8Ge0.2)2 の微分伝導度信号

近藤絶縁体 SmB6 の点接合アンドレエフ反射実験
九大院工 A , 茨城大院理工 B

原田琢良A , 志賀雅亘 A , 高橋拓也 A , 稲垣祐次 A , 伊賀文俊 B , 河江達也 A

SmB6 は典型的な近藤絶縁体 (KI) として知られているいることがわかる。この変化は超伝導ギャップの内側で生が、近年の理論的研究では極低温下においてトポロジカル絶じていることから、アンドレエフ反射に起因する現象であ縁体 (TI) である可能性が指摘されている [1]。つまり、SmB6

ると考えられる。また高バイアス側でも信号が大きく変化

は KI と TI の特徴を合わせ持つ可能性があるが、その実験するとともに非対称な構造が見られるが、これは近藤系物

的証拠は未だ不十分であるとされている。TI とは、表面が質で観測されるファノ共鳴信号に起因していると考えられ金属であるのに対して物質内部は非磁性の絶縁体であるたる。講演当日はフィッティングから見積もられるスピン分

め、その表面のみに電流が流れるという特徴を持つ物質であ極率の値など、詳細なデータを報告する予定である。[1] M.

る。またその表面では純スピン流が存在しており、フェルミ

Dzero, K. Sun, V. Galitski, and P . Phys. Rev. Lett. 104,

準位近傍ではそれに起因する高スピン分極率が予想される。

106408 (2010). [2] K. Borisov, C.-Z. Chang, J. S. Mood-

実際に Bi 系 TI における先行研究では、点接合アンドレエ

era, and P. Stamenov, Phys. Rev. B 94, 094415 (2016).

フ反射法を用いたスピン分極率測定により、フェルミ準位
近傍で高スピン分極率状態が観測されており、TI 特有の現象として説明されている [2]。

以上の研究を参考に、我々は SmB6 についても点接合アンドレエフ反射実験を行うことで、TI であることの確証を得られるのではないかと考え実験を行った。図 1 は超伝導金属 Nb を 探針として用いて測定した SmB6/Nb 界面の微分伝導度信号を表している。これを見ると、ゼロバイアス付近でディップ構造が出現して

16

B-8

イルメナイト型酸化物 Mg1-xTi1+xO3 の絶縁体・金属転移
鹿児島大学大学院理工学研究科 A , 鹿児島大学工学部 B

有薗実駿A , 髙須和也 B , 石﨑大悟 B , 犬童代悟 A ,奥田哲治 A
イルメナイト型酸化物 MgTiO3 は、TiO6 八面体が辺共有して形成する層と、MgO6 八面体が辺共有して形成する層が、八面体の面を共有してつながり交互積層する秩序型コランダム構造をとる。この Ti 酸化物は、Ti の形式価数が 4 価のためバンド絶縁体となり、強誘電メモリのバッファ層材料などに期待されている。本研究では、FZ 法により、MgTiO3 および Mgの一部を Ti に置換した Mg1−x Ti1+x O3 の単結晶育成に成功し、その輸送特性を評価した。その結果、Ti の形式価数の変化から予想されるよ
うに Ti 置換により電子ドーピングされ、電気抵抗率が大きく下がることを見出した。さらに、x〜1/3 では、ほぼ金属状態となり、ゼーベック係数の符号が昇温により正から負に変化することも見出した。これらにより、この絶縁体・金属転移は、ホール的描像と電子的描像が入り混じるモット転移である可能性が示唆される。本講演では、構造、輸送、熱電、磁気特性の詳細を示
し、絶縁体・金属転移のメカニズムや熱電材料応用の可能性を議論する。

B-9

擬ブルッカイト型酸化物 Mg1-xTi2+xO5 の単結晶育成と物性評価
鹿児島大学大学院理工学研究科電気電子専攻 A , 鹿児島大学大学院理工学研究科工学専攻電気電子工学プ
ログラム B , 鹿児島大学工学部電気電子工学科 C

犬童代梧A , 有薗実駿 B , 松木大成 C , 松瀬諒太 C , 奥田

哲治 B
擬ブルッカイト型 Ti3 O5 はα, β, γ, δ, λ相と呼ばれる構造異性体を持つ。これらの異性体は、α, β, λ相とγ, δ相の二つのグループに分けることができ、前者のグループでは約 460K で単斜晶β相から単斜晶λ相へ、約 500K で単斜晶λ相から斜方晶α相へ昇温により構造相転移を起こす。[1] β相では隣接する Ti3+ イオン (S = 1/2) がスピン一重項の二量体 (dimer) を形成し非磁性となるが、1 次の構造相転移により常磁性のλ相へ転移し、その転移により磁性、輸送特性は不連続に変化する。λ相からα相への２次の構造相転移ではキンク構造など異常は示すものの、磁性、輸送特性は連続的に変化する。我々は Ti の一部を Al に置換したAl1−x Ti2+x O5 の単結晶育成に成功し、結晶構造、磁気特性、輸送特性を調べたところ Al 量に対してβ, λ, α相のすべての相が室温で現れることを見出した。また、常磁性のα, λ相においても dimer 相関が残留し磁気、輸送特性に影響を与えることを報告した。[2]
本研究では、より幅広い Ti の形式価数の範囲において各種の物性の変化を調べるために、Ti3+ を Mg2+ で置換した

Mg1−x Ti2+x O5 の単結晶を育成し、その物性を調べた。その結果、形式価数の範囲の拡大に伴い大きな輸送特性の変化が観測された。本発表では結晶育成及び構造、磁気、輸送、熱電特性の詳細を報告する。
参考文献[1] M.Onoda, J.Solid State Chem. 136,67 (1998).
[2] R.takahanma, et al., Phys. Materials 4, 074401 (2020).

17

B-10

低温で生成した Y 水素化物ナノ接合の電子輸送特性における電子相関効果
九大院工 A

宮川一慶A , 高田弘樹 A , 山口大志 A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A

イットリウム水素化物（YHx）は水素濃度 x = H/Y > 2.8[2]。

で金属的性質から半導体的性質へと変化することが知られて[1] J. Huiberts, et al., Nature 380, 231 (1996). [2] B.

いるが [1]、その電子構造変化の微視的起源は十分明らかに

L. Altshuler, et al., Phys. Rev. Lett. 44, 1288 (1980).

なっていない。これに対して我々は、Y が低温で水素吸蔵する過程の電子状態密度を直接的に観測することを目的に、液体水素（LH2 ）中に浸した Y ナノ接合に電圧を印加し水素化させ、その過程を点接合分光測定を用いて調べている。前回の講演では、Y ナノ接合の高濃度水素化と電圧印加の関係について報告した。その際、LH2 中で∼ 350 mV の電圧印加を行うことにより、電子状態密度を反映する dI/dV 信号が一般的な金属ナノ接合でも見られるピーク型のものからゼロバイアスで最小値を持つ V 字型の信号へと変化することを示した。本講演では、この V 字型 dI/dV 信号の温度依存性について報告する。図 1 に示すように、ゼロバイアスにおける dI/dV の値も温度 T の低下とともに減少しており、元の金属的性質とは異なることを示唆する。さらに、dI/dV 信号
を ln(eV/kT) に対してプロットすると、温度依存性がスケー

図 1.

LH2 中で 350 mV 印加することで生成したリングできた。これは無秩序な系を拡散的伝導する電子にはY 水素化物ナノ接合の dI/dV 信号の温度依存性

たらく電子間相互作用の効果として説明できると考えている

B-11

Sm2Fe17 窒化プロセスにおける相成長の微視的考察
鹿児島大学大学院理工 A , 鹿児島大学研究支援セ B

髙橋巡季A , 尾上昌平 B , 小林領太 A , 三井好古 A , 小

山佳一 A,B

永久磁石材料 Sm2 Fe17 Nx において、窒素の粒内拡散にきく、FN 相の割合は 0.1 MPa で大きくなっていた。講演でよる x ＜ 3 (NP 相) の生成と x = 3 (FN 相) の相成長プロセ

は 5 T 磁場下の結果も合わせて考察を行なう。

スで構成されるモデルが提案された [1]。また、我々は磁場効[1] H. Fujii, et al., J. Alloy. Compd. 236 (1996) 156-164.

果に着目し、5 T 磁場下で Sm2 Fe17 Nx を作製し、メスバウ[2] M. Onoue et al., J. Alloy. Compd., 835 (2020) 155193.

ア分光測定により窒化プロセスにおける上記モデルを支持する 2 相共存状態を報告した [2]。本研究では NP、FN 相の成長プロセスを更に明らかにするため、異なる N2 ガス圧力で異なる窒化圧力の反応前期・後期における窒素量と相分率の比較の窒化をゼロ磁場と 5 T 磁場下で行なった。表に異なる窒化圧力の反応前期・後期における窒素量と相分率の比較を示した。反応前期において 0.05 MPa の窒素量が 0.1 MPa より大きくなった。一方、反応後期において 0.1 MPa の窒素量が x= 3.0 により近づいた。また、NP 相の割合は 0.05 MPa で大

18

B-12

酸素が吸着した PdZn(111) 表面の第一原理計算
鹿児島大学大学院理工学研究科 A , 中央大学理工学部物理学科 B

大谷友輔A , 石井靖 B , 野澤和生 A

Pd はメタノール分解反応に対しては活性であるが、メタノール水蒸気改質反応 (methanol steam reforming、 MSR) に対しては不活性である。しかし、Zn と合金化した PdZn は MSR において Cu 触媒に匹敵する高い活性と CO2 選択性を持つ。以前、我々はこの触媒活性の変化を説明するために、PdZn の電子構造について調査し、Pd の状態密度が Zn と合金化することによって、Cu の状態密度に非常に近い形になることを確認した [1]。一方で、PdZn の高活性と高 CO2 選択性は、表面の ZnO の存在によるものだとする報告もある [2,3]。しかし、Zn はフェルミ準位近傍に d 状態を持たず、ZnO が触媒活性に影響を及ぼすメカニズムは自明ではない。
そこで我々は今回、PdZn 触媒の触媒活性の起源を明らかにするため、第一原理計算を用いて、酸素が吸着した PdZn(111) 表
面の電子構造の調査を行った。また、酸素が吸着した表面に加え、MSR における他の反応中間体が吸着した表面についても調査した。本研究では、Vienna Ab initio Simulation Package(VASP) を用いて計算した。表面は 6 層の原子層と約 12 Åの真空層からなるスラブモデルで近似した。PdZn(111) 表面における酸素原子の最安定な吸着サイトは、1 個の Pd 原子と 2 個の Zn原子の間に位置する pseudo-3-fold-holllow サイトだった。また、最表面 Zn 原子の局所状態密度を計算した結果、清浄表面ではフェルミ準位近傍に Zn 原子の d 状態は存在しなかったが、最安定なサイトに酸素原子が吸着した表面では Zn の d 状態が出現することが確認され、Zn 原子が活性サイトとなる可能性があることが分かった。また、この状態密度の変化は酸素原子が他のサイトに吸着した場合や、水素原子、ヒドロキシ基（OH 基）が吸着した場合には現れなかった。今回の発表ではこれらの報告に加え、MSR での他の反応中間体である CH2 O や CH3 O の PdZn(111) 表面への吸着などについても議論する予定である。
参考文献[1] K. Nozawa, N. Endo, S. Kameoka, A. P. Tsai and Y. Ishii, J. Phys. Soc. Jpn. 80, 064801 (2011)[2] M. Friedrich, D. Teschner, A. Knop-Gericke and M. Armbruster, J. Catal. 285, 41 (2012)[3] G. K. Smith, S. Lin, W. Lai, A. Datye, D. Xie and H. Guo, Surf. Sci. 605, 750 (2011)B-13

液体水素中の金属ナノコンタクトにおける非平衡フォノンに起因する電気伝導特性の異常九大院工 A

山口大志A , 宮川一慶 A , 高田弘樹 A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A

水素は最も軽い元素であり強い量子性を示すため、低温にの結果について詳細を報告する。[1] K. Ienaga, H. Takata,

おける金属中水素の拡散はトンネル効果の寄与が支配的とな

Y. Onishi, et al., Appl. Phys. Lett. 106, 021605 (2015).

ることが知られている。これに着目して我々は、Pd や Nb、

Y in LH2
𝑻 < 20 K

Y といった金属で作成したナノコンタクトを液体水素（LH2 ）中に浸した上で電圧印可して水素を吸蔵させ、その侵入・拡散過程を電気伝導特性（dI/dV, d2 I/dV2 ）を追跡すること
で金属内水素の動的な挙動についての研究を行っている [1]。
2(a)水素排気前2

図 1(a) は LH2 中に浸した Y ナノコンタクトの d I/dV ス
ペクトルである。V 〜 20 mV 付近でスパイク構造が観測さ(b)水素排気後れており、これらのスパイクが観測される電圧値はコンタク
トサイズの減少に伴い高エネルギー側にシフトすることがわ(c)水素再液化後かった。さらに、ナノコンタクトを浸す LH2 を取り除くと
図 1(b) のようにスパイク構造が消失し、再度 LH2 を導入することでスパイク構造が観測されるようになる（図 1(c)）。
この水素を除去することによるスパイク構造の消失は Pd や
Yナノコンタクトの水素排気前後の𝒅𝟐 𝑰/𝒅𝑽𝟐 スペクトルNb においても同様の結果が得られており、この消失は水素の脱離に起因するものではないと考えられる。本講演では以上

19

B-14

室温以下におけるパラジウム水素系の反応速度から見積もった活性化エネルギーの水素濃度変化
九大院工 A

廣田壮平A , 司文 A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A

パラジウム水素系は、水素吸蔵金属の典型例として、その基礎物性から応用まで幅広い分野で長年大きな注目を集めている。本研究では、室温以下におけるパラジウムの水素吸蔵特性に着目した実験を行った。具体的には、Quantum De-

sign 社の MPMS と研究室自作のインサートを用いて、200
K, 150 K, 120 K のそれぞれの温度下での水素吸蔵特性の経時変化測定を行った。図 1 に平衡水素圧が約 2 気圧の場
合の各温度における吸蔵速度の経時変化を示す。図から明らかなように、吸蔵速度は温度低下に伴い減少するが、各温度での振る舞いはほぼ同様であり、初期のゆっくりとした反応を経て、中盤で反応は加速し、最終的に平衡状態まで徐々に向かう 3 つのプロセスに分かれて進行する。講演当日は、
図 1 をもとにしたアレニウスプロットから見積もられた活性化エネルギーの水素濃度依存性等について詳しく議論する。
図 1：各温度下での吸蔵スピード𝑣 = d𝑥/d𝑡の経時変化

B-15

パラジウムナノ粒子の磁性と水素吸蔵
九大院工 A , 九大工 B

稲垣祐次A , 廣田荘平 A , 井之川就祐 B , 河江達也 A

近年、超高圧下という条件付きであるが、金属水素化物において室温に迫る超伝導が次々に報告されている。そして 2020 年 10
月にはついに室温を超える超伝導（Tc =288K）が観測された [1]。
金属水素化物における超伝導の研究は 1970 年代にパラジウム水素系 PdHx を中心に精力的に研究されてきた。PdHx では

Tc は水素濃度に依存して上昇し、x=1 の PdH で約 10K に達することが知られている。ところが最近、オーストラリアの研究グループにより Tc =52K の超伝導が PdHx で観測されたと 2016 年のアーカイブに投稿された [2]。この現象は高圧水素暴露後に急冷したときのみ観測され、通常の水素吸蔵サイトである 8 面体サイトではなく、4 面体サイトに準安定的に吸蔵された状態に起因していると考えられる。
そこで我々は 4 面体サイト吸蔵が安定に得られるパラジウムナノ粒子に着目し、水素吸蔵特性、磁性の変化、高温超伝導の可能性について調べる研究を開始した。当日はパラジウムの磁性の粒径サイズ依存性の結果を紹介し、可能であれば水素吸蔵特性についても議論したい。

[1] E. Snider et al. Nature 586, 373 (2020)[2] H. M. Syed et al. arXiv:1608.01774

20

B-16

Hf0.5 Zr0.5 O2 ナノ粒子における準安定相の形成
九州大学大学院工 A

藤元このみA , 佐藤幸生 A , 寺西亮 A , 金子賢治 A

典型的な常誘電物質と信じられてきた HfO2 の薄膜が強誘電性を示すことが 2011 年に報告された。(1) HfO2 は室温下で単斜晶相 (P21 /c) が最安定相であり、高温下では正方晶相 (P42 /nmc)、立方晶相 (Fm-3m) が安定になる。HfO2 の強誘電性の起源となる結晶相は、Mg 添加の ZrO2 で初めて報告された極性直方晶相 (Pca21 ) であると考えられている。(2) また、従来広汎に利用されてきた強誘電体 BaTiO3 に対し、HfO2 は結晶子サイズが小さくても強誘電性を有する点や、Si 半導体プロセスとの親和性が高い点などから実用化への期待が高い。これまで HfO2 の強誘電体は薄膜で報告されているが、我々は同様のナノ物質であるナノ粒子でおいても強誘電性が得られるのではないかと考え、これまでに Hf1−x Zrx O2 (x = 0〜0.63) ナノ粒子の合成および結晶構造解析を行い、蛍石型構造単斜晶相の粒子が得られることを報告してきた。本研究では、組成を Hf0.5 Zr0.5 O2 に固定して、合成温度を変化させた場合のナノ粒子の結晶相の変化について調べた結果について報告する。出発原料として HfCl4 ,ZrCl4 を用い、水熱合成法により Hf0.5 Zr0.5 O2 ナノ粒子を合成した。120、160、200 ℃の温度条件で 24 時間水熱処理を行った。粉末試料に対して、X 線回折 (XRD) 測定（(株)Rigaku 製 Smart Lab）、走査透過型電子顕微鏡 (STEM) 観察（(株) 日本
電子製 JEM-ARM200F）を行った。XRD による解析の結果、いずれの試料も蛍石型構造の結晶性の粒子であることが分かった。160、200 ℃で作製した試料は主に単斜晶相が存在し、120 ℃の試料は準安定相の粒子が主要相であると分かったが、その結晶相を特定する事は難しかった。また、STEM 像から 120 ℃作製試料はかなり小さな結晶性粒子であることが分かった。発表では、原子分解能 STEM 像から準安定相の同定を試みた結果について報告する。
【参考文献】(1) T. S. Boscke et al., Appl. Phys. Lett., 99 (2011) 102903 (2) M. H. Park et al., Appl. Phys. Lett., 102(2013) 242905【謝辞】本研究は JSPS 科研費 JP20H00314、JP20K21081、JP18K18952、JP18H01710 ならびに JSPS-DST 二国間国際交流事業 (共同研究) の助成を受けたものです。また、実験の一部は九州大学超顕微解析研究センターおよび九州大学中央分析センターにて行いました。感謝申し上げます。

B-17

正方晶系マルチドメインを有するチタン酸バリウムにおける走査透過型電子顕微鏡像シ
ミュレーション
九州大学工学府 A

深尾海太A , 佐藤幸生 A , 寺西亮 A , 金子賢治 A

強誘電体結晶の内部における単位格子レベルでのイオン変位は走査透過型電子顕微鏡法 (STEM) で直接観察できる。STEM
観察では、電子線入射方向への投影として原子配列を観察するため、複数のドメイン (マルチドメイン) が存在する場合に得られるイオンの変位量や方向の解釈は複雑になり得る。したがってより定量的に正しい解釈を行うため、ドメイン構造や結像条件と観察されるイオン変位の関係を系統的に理解しておくことは有用であると考えられる。本研究では、その一例として代表
的な強誘電体である正方晶 BaTiO3 のマルチドメイン構造について STEM 像シミュレーションを行った結果について報告す
る。STEM 像シミュレーションは Dr.Probe(1) を用いてマルチスライス法で行った。構造モデルの大きさは、水平方向 (x お
よび y) には 3 単位格子分 (ucs) の約 1.2 nm、電子線入射方向 (z) には 50 ucs の約 20 nm とした。z 方向に 2 つの異なるドメインを有する 8 種類のモデル、2 種類の異なるドメインの厚さ（12 ucs/38 ucs および 25 ucs/25 ucs）、4 種類の異なる電子線
フォーカス位置（

f = 0, − 5, − 10, − 15 nm）についてシミュレーションを行い、像中のチタン (Ti) イオン変位を算出した。観察された Ti イオン変位はドメイン構造や厚さ、電子線のデフォーカス位置に大きく依存することがわかった。依存性の詳細については発表にて報告する。
【参考文献】(1) J. Barthel, Ultramicroscopy. 193 (2018) 1【謝辞】本研究は JSPS 科研費 JP20H00314、JP20K21081、JP18K18952、JP18H01710 ならびに JSPS-DST 二国間国際交流事業 (共同研究) の助成を受けたものです。感謝申し上げます。

21

B-18

Pt を微量添加した Al13 Fe4 の置換サイトに関する第一原理計算
鹿児島大学大学院理工学研究科 A , 中央大学理工学部物理学科 B

Al13 Fe4 は Al-Ni-Co 準結晶の近似結晶であり、Pt を微量

湊駿文A , 石井靖 B , 野澤和生 Aする。

添加することにより触媒として高活性を示す可能性が指摘さ[1] S. Kameoka et al., Catal Lett 146, 1309 (2016)

れている [1]。本研究では第一原理計算を用いて Pt 置換サイトを調べる。計算には VASP を使用した。電子とイオン芯の相互作用は PAW ポテンシャルで近似し、交換相関汎関数[2] T. Yamada et al., J. Am. Chem. Soc. 140, 3839
(2018)には Perdew-Burke-Ernzerhof による一般化勾配近似を用いた。Al13 Fe4 は単斜晶 mS102 構造であり、Al1-15, Fe1-5 かFe1サイトらなる計 20 の原子サイトがある。単位胞内の 102 個の原子のうち、1 つを Pt に置換して全エネルギーを比較した結果、

Al7サイト

Al

Al

Al

Al

Pt

Fe

Al

Pt

X 線構造解析 [2] で報告されている Fe1 サイトではなく Al7
サイトが置換される場合が最安定だった。右図に示すように、

置換前
置換前

Pt に置換することにより、Fe1 サイトでは周囲の Al との結

置換後

Al

Al

Al

置換前

Al

置換後

Fe1サイトとAl7サイト周辺の差電荷密度。

合が弱まるのに対し、Al7 サイトでは強まることがわかった。
講演では、これらと置換サイトの安定化機構との関係を議論

B-19

準結晶表面のバンド計算におけるクラスタモデルの計算精度
鹿児島大学大学院理工学研究科 A , 物質・材料研究機構 B

佐藤壮紀A , 廣戸孝信 B , 松下能孝 B , 野澤和生A

構造に周期性がない準結晶表面を通常の第一原理バンド計

以上でポテンシャルエネルギー面の不自然な揺らぎがなくな算で扱う際は、表面を近似する必要がある。近似方法の１つ

ること（図 1）や、クラスタの厚さが 6 Å以上であれば、吸着エとして、既存の準結晶表面から切り出したクラスタにより近似

ネルギーは誤差 0.15eV 程度で計算できることが確認された。
図１
円柱状クラスタを使用して計算
したポテンシャルエネルギー面の例。厚さ(t)18Å、半径(r)10Åのグラフに不自然な揺らぎが確認できる。

するクラスタモデルが挙げられるが、この方法は原子吸着エネ
ルギーの計算精度がクラスタの大きさに依存し、形状の違いにも影響を受ける。そこで本研究では、Ag-In-Yb 準結晶から切り出した様々なサイズの円柱状及び半球状クラスタについて、代表的な安定吸着サイトを横切る直線上の吸着エネルギーを求め、クラスタモデルによる原子吸着エネルギーの計算精度
t=18Å,r=20Å
t=18Å,r=14Å
t=18Å,r=10Å

を検証した。吸着エネルギーの計算には VASP(Vienna Ab

initio Simulation Package) を用いた。クラスタ半径が 14 Å
[Å]

22

B-20

Ba の高圧ねじり加工材における超伝導相の準安定化
九工大工 A , 福岡大理 B

辻皓貴A , 唐永鵬 A , 美藤正樹 A , 堀田善治 A , 田尻恭之 B

Ba は、圧力を印加すると 12 GPa で相変態が起こり超伝-7導相が安定化する。2017 年に D. E. Jackson らによって高2 10圧力下での交流磁化率測定の結果が報告され 65 GPa まで
m' (emu)の圧力領域で行われている。彼らの研究では圧力を印加する
温度を変えることで超伝導転移温度の圧力依存性が異なることが分かっている。本研究では、Ba に高圧ねじり加工を行い Jackson らとは異なる手法で相変態を起こし、常圧下

HAC = 3.86 Oe
f = 10 Hzでの超伝導相の準安定化を行った。図 1 は 6 GPa の圧力をかけ 10 回転の高圧ねじり加工を行った Ba における交流磁化率の温度依存性を示している。2.8 K に磁気異常が確認で

1

き常圧下でも超伝導相が準安定化されていることがわかる。

B-21

2

3
図１

4
5
6
Temperature (K)78Baの交流磁化率の温度依存性

Cu(Ir1-xRhx)2S4 系における金属-絶縁体転移の消失
鹿児島大理工 A , 鹿児島大理 B , 室蘭工大工 C , 鹿児島大共セ DBC太 , 永田 正一 , 伊藤昌和

鹿島頌太A , 今村

有助 A , 坂井奎D

スピネル構造は金属酸化物やカルコゲナイドなどによく見られる構造であり,AB2 X4 という組成式で表すことができる

発表ではこの系の電気抵抗率, 熱伝導率の温度依存性, さらには MI 転移消失後の輸送特性についても議論する.

.A, B サイトには遷移金属が, X サイトには酸素や硫黄などのカルコゲンが入る.また B サイトの形式価数は + 3.5 価となり

(1)N.Matsumoto, R.Endoh, et al. Phys. Rev.B 60 5258 (1999), これは 3 価と 4 価を持つ B イオンが同時に存在する混合原
子価状態を持つことを意味する.硫化スピネル CuIr2 S4 は TMI≃ 230 K で電荷秩序化による金属 − 絶縁体 (MI) 転移を示す
ことが知られている.(1) また Ir サイトを Rh で置き換えると MI 転移が抑制される.
今回, 我々は Cu(Ir1−x Rhx )2 S4 の熱輸送特性を調べた.図 −1 に CuIr0.19 Rh0.1 S4 の ゼ ー ベ ッ ク 係 数 の 温 度 依 存 性 を 示
す.同サンプルの電気抵抗の温度依存性から転移温度 TMIは 190 K まで減少することがわかっており, 対応する温度で明確なヒステリシスを伴うステップ状の異常が確認された.また x の増加に伴い, このステップ状の異常の大きさ, TMI がともに減少することがわかった.

23

B-22

スピングラスを持つ Cu(Cr1-xTix)2S4 の熱輸送特性
鹿児島大理工 A , 鹿児島大理 B , 室蘭工大工 C , 鹿児島大共セ D

今村有助A , 鹿島頌太 A , 坂井奎太 B , 永田

正一 C , 伊藤昌和 D

スピネル構造は AB2 X4 という組成式で表すことができても議論する.

、A, B サイトには遷移金属、X サイトには酸素や硫黄など(1)F.Kariya,S.Ebisu,S.Nagata :Journal

of

Solid

State

Chemistry 182 608(2009)のカルコゲンが入る.AX4 で四面体、BX4 で八面体構造を作り, 結晶構造に由来する磁気的フラストレーションを持つことでも知られている.硫化スピネル CuCr2 S4 は TC ≃ 380 K の強磁性体で，系の Cr イオンは３価と４価が存在する混合原
子価状態をとり，系の電気伝導と磁性に深く関わっている.この Cr を Ti で置換していくと、スピングラスの発現など複雑な磁性的特性を持つことも報告されている（. 1）
今回我々は Cu(Cr1−x Tix )2 S4 の熱輸送特性について調べた.
図 − 1 に CuCr1.1 Ti0.9 S4 の電気抵抗の温度依存性を示す.この物質は TC = 40 K 付近に強磁性転移をもつことが報告されているが、TC でキンク状の異常が確認できる．
発表では、この系の熱伝導率、電気抵抗等の輸送特性についB-23

3He-4He 混合ガスからの 3He 精製装置の開発
九大院工 A

永石誠之助A , 岩波舜也 A , 植嶋玄 A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A

近年注目されている量子コンピュータの安定動作には、極低温状態が不可欠である。この極低温状態を実現するため、3 He と4

He の混合液を冷却寒剤として使用する希釈冷凍機が用いられる。一方、3 He は自然界にはほとんど存在せず人工的に作られるため、供給量には限りがあり、現在は入手が非常に困難な状態にある。この状況は量子コンピュータ開発をはじめとした量
子工学や量子物理の発展に大きな支障となっている。そこで我々は 3 He ガスの安定供給を目指し、古い希釈冷凍機に残された
3

He-4 He 混合ガスから 3 He を分離精製する技術の開発を目指している。具体的には 3 He と 4 He の蒸気圧の差を利用して、それぞれを分離精製する。3 He と 4 He は１気圧の蒸気圧下ではそれぞれ約 3.2K、4.2K で液化し、低温になるにしたがいその蒸気
圧差は急激に増大する。例えば、2K では約 10 倍の蒸気圧の差が、1K になると 100 倍以上の差になる。そこで T¡1K において混合ガスの精製を実施するため、3 He 冷凍機に分離精製装置を取り付けた実験装置を製作し実験を行った。試料ガスとして実際に希釈冷凍機で用いていた 13.2L の混合ガス（3 He：4 He ＝ 20.5%：79.5%）を用いて精製を行った。その結果、3 He 濃
度 75%（ 2L）まで上昇させたものと、 6%( 11L) の低濃度のものに分離することができた。さらに、この低濃度の混合ガスを再び精製することで、3 He 濃度を 1.1%( 10L) まで低減して回収することができた。講演では上記実験を行った装置を改良した
後のガス精製結果も含め、詳細について報告する予定である。

24

会場 C
領域 11

C-1

二次元粉体流における障害物の影響
九大理 A , 九大院理 B

山口雅也A , 稲垣紫緒 B

大会場で非常事態が起こり、大人数が一斉に出口から出ようとすると、密集して出づらくなる [1]。サイロなどでも粒子の集団が狭い出口から出ようとするとき、詰まって出なくなった
り、出るスピードが遅くなったりする。これは主に粒子の数密度が出口付近で大きくなり、アーチを形成することが原因である。しかし、出口手前に障害物を設置すると粒子の流れが変わり、詰まりにくくなったり、出るスピードが速くなったりすることがある。鉛直面内に二次元的なサイロを作ったとき、サイロの出口で詰まらずに出てくる確率は、障害物の位置に依存することが知られている [2]。今回は粒子の詰まりが起きにくい
二次元斜面系 (図 1) で、粒子の排出速度が障害物の有無や位置などにどれほど影響されるのか、実験的に調べた結果を報告する (図 2)。[1] Dirk Helbing, Transportation Science 39,1,(2005). [2] Iker Zurigul et al., PRL 107, 278001 (2011).

25

C-2

粉粒体の安息角に対する障害物の影響
九大理 A , 九大院理 B

山科スミレA , 稲垣紫緒 B

粉粒体の流動性を示す指数の一つとして安息角が知られている。安息角とは山の斜面と水平面がなす、粒子が滑らない最大の角度である。雪崩や地滑りは、積雪や斜面の土壌が安息角より急な斜面で起こる身近な自然災害の一つである。山では木々が根をはることでなだれを抑制し斜面を安定に保つことが知られている [1]。安息角の実験系の一つとして、セルの中に擬二次元的な山を作成するものがある。セルに挟まれた粒子の安息角はセルが厚くなるにつれ指数関数的に減少する。これはセルの壁に影響された粒子がアーチを形成して安定しているためと考えられているが、安息角がどのように決まるのか明確にはわかっていない [2]。今回我々は植生がなだれへ及ぼす影響から着想を得て、剣山 (多数の棒) を立てた場 (図１ (a)) での安息角を測定した。発表では剣山に埋もれている場合や一部分のみに剣山がある場合などの安息角について報告する (図１(b))。[1] 佐伯正夫、森林立地、23 巻 25 ページ (1981) [2] Y.
Grasselli *, H.J. Hen’mann. Physica A 246 (1997) 301-312

C-3

BPI 液晶の双晶の連続体シミュレーション
九州大学大学院理学府

物理学専攻 A , 九州大学大学院理学研究院

物理学部門 B一B

【緒言】ブルー相は三次元周期構造をもつ液晶相で，BPI

は体心立方，BPII は単純立方の対称性をもっている．先行研究の実験において，BPII から BPI へ相転移させることで

BPI の双晶が発現することが確認されている．双晶は一定の角度で同種の単結晶が接合したもので，接合部が面の場合はその面を双晶面と呼ぶ．BPI 双晶の双晶面がどのような構造をもっているのかについてはまだわかっておらず，実験で観測することは難しい．本研究ではその構造を解明するために，
Fig. 1Landau-de Gennes 理論に基づく連続体シミュレーションを行い，双晶面の構造を解析することを目指した．
【結果と考察】BPI 単結晶の接合の仕方によって，双晶は異なった構造をとる．Fig. 1, Fig. 2 にシミュレーションによって求めた，BPI
双晶における液晶配向の欠陥構造の例を示す．図の赤い点線
は双晶面の位置を示している．Fig. 1 と Fig. 2 はそれぞれ

BPI の単結晶の繋ぎ方を変えたもので，Fig. 1 は双晶面で線欠陥が繋がっていないが，Fig. 2 では繋がることがわかった．
Fig. 226

山下晃弘A , 福田順

C-4

回転円筒容器における単分散粉体系の対流現象
九大理 A , 九大院理 B

米田翔一A , 内海脩帆 B , 稲垣紫緒 B

概要案粉粒体とは、熱ゆらぎの影響を受けない程度に十分大きな粒子の集合であり、粒子間の相互作用が散逸的である
ことから、非平衡系をなす。非平衡系が示す自発的な時空間構造の一つの例として、粉体系の対流現象に注目した実験がある。2 種類の粒子を円筒容器に入れ、円筒の中心軸を水平にして回転させることで、円筒表面に粒子が分離して縞模様を形成する。円筒容器に封入された粉体の充填率によって、その縞模様が振動したり、円筒中央から両端に向かって進行
波パターンを形成することがわかっている [1]。この縞模様の動きが粉体の巨視的な流れに乗っているのではないかと考え、分離現象がなくてもこのような対流構造を形成するかどうかを検証するため、今回我々は 1 種類の粒子を充填して回転し(図 1)、回転時間を変えて円筒中心の断面 (図 2) を観察することで、内部構造の時間発展について調べる実験を行った。[1]S. Inagaki, H. Ebata, and K. Yoshikawa. Physical Review
E, 91, 010201(R) (2015)

C-5

円筒容器内の粉体分離現象における回転速度依存性
九大理 A , 九大院理 B

辻村翔輝A , 近堂くるみ B , 稲垣紫緒 B

粉粒体は外部から揺動を加えると分離しやすい性質があるか実験的に調べた。[1] 近堂くるみ, 九州大学 2019 年度修る。水平に置いた円筒容器に混合させた二種類の粉粒体を士論文 [2]K.M.Hill and J.Kakalios, PRE 52, 4393 (1995)

入れ回転させると、三パターンの終状態を取りうる。一つ目は混合状態（図 1.(a)）、二つ目は回転軸に沿ってコアの部分に小さい粒子が集まり、その周囲を大きい粒子が覆う

radial segregation（図 1.(b)）、三つ目が回転軸に対して垂直に縞々のパターンが現れる axial segregation（図 1.(c)）である。我々のこれまでの研究で、粒子のサイズと比重によって終状態の相図が描くとうまく分類できることがわかっている [1]。また、先行研究で回転速度を下げると axial seg-regation から radial segregation に転移することが知られている [2]。分離状態の相図が回転速度によって変化すると考え、この相図が回転速度によってどのような影響を受け

27

C-6

メキシカンハット型ポテンシャル加振系における一方向回転運動とカオス拡散 II
佐大医 A

富永広貴A

これまで，我々は実験, 数理モデルを問わず色々な所で見られる一方向加振により生じる回転運動を非線形力学系の観点から捉え直し, そこに普遍性や一般性を見出せないかと考え, 比較的単純な力学系であるメキシカンハット型ポテンシャル加振系を導入し, 数値シミュレーションを行ってきた。典型的な力学系として用いた運動方程式は次式である。パラメータ a で, 円周方向に非対称性を与えたメキシカンハット型ポテンシャルに水平方向に周期外力を加えている。

d2 rdr= −∇V (X, Y, t) − µdt2dt
V (X, Y, t) = V0 (X, Y ) + h cos Ωt(e · r)maV0 (X, Y ) = {1 − (X 2 + Y 2 )}2 − (X 2 − Y 2 )2
ここで，m は質点の質量，µ は摩擦係数,Ω,h,e は, それぞれ, 振動外力の角振動数，振幅と加振方向の単位ベクトルである。加振方向は ϕ で与える。
この系は，外力の振幅 h を徐々に大きくしていくと, ポテンシャル中の粒子はポテンシャルの底に沿った回転運動を始める。

h がある大きさになると外力の周期に対応した一方向回転運動が見られるようになる。更に h を大きくしていくと, 軌道がカオス的に正負に回転しながら拡散していくいわゆるカオス拡散が起こる。パラメータ探索の範囲を広げて調べてみると, カオス拡
散は周期軌道である一方向回転運動の直後にしか現れない事がわかってきた。カオス拡散発生後は,h を増大させても様々な周期の周期軌道（所謂，リミットサイクル）は見られるが, 一方向回転運動は見られない。これらのことから, 写像系ではない実際の力学系においてはカオス拡散への分岐は一方向回転周期軌道の不安定化による現象と考えられるのではないかと推測する。

[1] 富永, 宮崎，信学技報 NLP2017-26,pp127–130.
[2] 富永, 信学技報 NLP2019-17,pp93–96.

C-7

微小球のブラウン運動と分子力学
九大理名誉教授 A

中山正敏A

C ‒ 7 ( 10:30 ‒ 10:42 ) 微小球のブラウン運動と分子力学 (九大理名誉教授 A) 中山正敏 A
流体中の球は、分子衝突によってブラウン運動し、その結果速度と球の半径に比例するストークス抵抗を受けると普通言われている。しかし、新型コロナウィルスの担体となるエアロゾル粒子のように、球の半径が小さい場合には、抵抗力は半径の 2 乗に比例する。このことは、前方からの分子衝突が後方からよりも頻繁であることから、簡明に説明できる。同じ程度の簡明さで、ストークス抵抗を導くことは可能だろうか？ ストークス抵抗を導くには、流体の分子運動が球の運動の影響を受けて変化することを取り入れなければならない。流体分子の速度分布に対する Boltzmann 方程式を球の運動と連立させて解く「分子気体力学」があるが、この場合球の表面での分子衝突については散漫散乱（球の温度のマクスウエル分布で出射）が仮定されることが多い。これは球表面の熱運動を仮定している。 流体分子系と球表面との純力学的運動からいかにして分子力学的運動が簡明に導かれるかを検討する。抵抗力はブラウン運動からの平均量であって、それが正しく与えられるような撃力パルス列を知ることによって、球のブラウン運動は正しく理解できたといえよう。
考えることの基礎ともなろう、

28

以上のことは、微小球を用いた分子機械や分子情報記録をC-8

動的フロアフィールドに基づく自己駆動粒子モデル
九工大院

情報

物理情報 A

大澤智興A

＜序論＞
樟脳粒を水面に浮かべると、自己駆動粒子として振る舞うことが知られている 〔1-3〕。樟脳分子は、粒から水の表面への溶解、拡散するが、この樟脳の濃度が高い方が表面張力が低くなり、結果的に樟脳粒は表面張力の大きい方へ、つまり樟脳濃度が低い
方向へ移動する。このような自己駆動粒子は、微分方程式によりモデル化されてきたが、本報告では、動的フロアフィールド(DFF) モデ ル〔4〕を用いてモデル化を行った。
＜方法＞
モデル中のパラメタである kD は、粒の樟脳に対する選好の強度を示し、kD < 0 では、より低濃度側へ移動する確率が上昇する。これにより、樟脳粒の運動を簡便な形でモデル化した。モデル中の拡散速度 α[0.0-0.5] や分解速度 δ[0.0-1.0] を変化させな
がら、1 次元内で移動する樟脳粒の数値解を求めると同時に、その移動メカニズムを調べるために、使用したモデルから解析的に樟脳濃度分布を求めた。
＜結果と考察＞
数値解は、kD = 0 や δ = 1 では、平均移動距離がステップ数の平方根に比例し、ランダムウォークと一致し、負の kD では
一方向に移動する確率が上昇した。解析解により樟脳濃度の空間分布を求めることができた〔５〕。これにより進行方向より後方の濃度が高くなり一方向へ移動する確率が上昇することがわかった。本モデルのような簡便なモデルのほうが、ASEP や

BOID モデルのように多数のエージェントの計算に向いていると考えられる〔６〕。
＜文献＞〔１〕K.Nishi et al., Phys.Rev.E 92,022910(2015). 〔２〕H.Nishimori et al., J.Phys.Soc.Jpn. 86,101012(2012). 〔３〕Y.Matsuda et al., J.Phys.Soc.Jpn. 88,093002(2019). 〔４〕A.Kirchner et al., Phys. Rev. E 67(2003)056122. 〔５〕C.Oosawa, submitted. 〔６〕C.Oosawa, Annual Meeting JSMB, PS25, p126 (2020).

C-9

ハミルトン系におけるカオス拡散
福岡県立大人社 A

石崎龍二A

流体粒子のカオス的運動は、ラグランジアンカオスと呼ばれる [1]。ラグランジアンカオスの研究においては、通常、流体の非圧縮性が仮定され、流体粒子の運動を記述する方程式はハミルトン系となる。低次元ハミルトン系におけるカオス拡散の解析
的および数値的研究は、乱流輸送現象を力学系の観点から解明するための有効な手がかりを与えるものと期待される。
低次元ハミルトン系におけるカオス拡散では、相空間上でブラウン運動のような通常拡散（平均 2 乗変位が t に比例）や異常
拡散［平均 2 乗変位が t のべき乗（指数が１とは異なる）に比例］が生じる。
講演では、代表的なハミルトン系の 2 次元の標準写像 [2] と標準写像を結合した 4 次元写像における相空間内でのカオス軌道の拡散 [3] について数値計算により調べた結果について報告する。
参考文献[1]T. H. Solomon and J. P. Gollub:

Chaotic particle transport in time-dependent Rayleigh-Bénard convection,

Phys. Rev. A38, pp. 6280-6286 (1988).
[2]R. Ishizaki, T. Horita, T. Kobayashi and H. Mori: Anomalous Diﬀusion Due to Accelerator Modes in the Standard
Map, Prog. Theor. Phys., Vol. 85, No. 5, pp. 1013-1022 (1991).
[3] 石崎龍二「保測写像におけるカオス軌道の相対拡散」, 福岡県立大学人間社会学部紀要, Vol. 17, No. 2, pp. 109-118（2009).

29

C-10

振動素子と減衰素子の振動数差がエイジング転移に与える影響
鹿児島大学理工学研究科 A上川慎太郎A , 秦浩起 A , 秦重史 A

リミットサイクル振動を示す振動素子と減衰振動を示す
減衰素子が混在した大域結合振動子系では、減衰素子の割合が増えるにつれて、系全体の振動振幅が小さくなり、ある臨
界割合で 0 になることが知られている (エイジング転移，右図)[1]。本研究では、振動素子と減衰素子に振動数差を設け、これがエイジング転移に与える影響を調べた。数値実験から、振動数差が大きいほどエイジング転移の臨界割合が下がるという結果が得られた。また、十分に時間が経つと、振動素子集団・減衰素子集団がそれぞれ完全同期することが示唆された。
これを踏まえ、素子集団の運動を振動素子と減衰素子の二振動子系を用いて記述し、線形安定性解析を通して臨界割合を解析的に導出した。この解析結果は、先の数値実験の結果とよく整合することが確認できた。本発表では上記の内容に加え、演者の最近の研究を紹介する予定である。[1] H. Daido

and K. Nakanishi, Phys. Rev. Lett. 93, 104101 (2004).

C-11

ブーリアンネットワーク上の情報流をダイアグラムで展開する理論
九州大学 芸術工学研究院 A , 九州大学数理データサイエンスセンター B , 理研 iTHEMSC

森 史A,B , 岡田 崇C
遺伝子制御系やニューラルネットワーク系などの生物ネットワークが、効率的な情報伝達をどのように実現しているのかという問題は、生物学のみならず物理学としても非常に興味深い。これらの系の記述には、各素子が ON と OFF の２状態を取る
ブーリアンネットワークモデルが適しているので、ブーリアンネットワーク上の移動エントロピー（Transfer Entropy）に対する解析的アプローチが存在すれば、情報伝達に有利なネットワークシステムの特徴が明らかになると期待される。しかし、ブー
リアンネットワークの状態空間は極めて広大であるため、従来の一般的な方法で移動エントロピーを解析的に求めるのは非常に困難であった。また、形式的な行列計算では、生成される情報流と背後にあるグラフ構造との関係性は不透明のままである。
そこで、我々は、ブーリアンネットワークにおける移動エントロピーをグラフに基づいて摂動展開する理論を開発した。これにより、行列計算等の数値的手法に頼ることなく、非常に良い精度で解析的に移動エントロピーを計算することができる。
ここで導出された移動エントロピーの公式は、制御関係に時間方向の次元を加えたグラフ内で定義された情報伝達経路の重み(Pathway weight) の多項式で表現される。デモンストレーションとして、４素子で構成されるネットワークモチーフにおいては、広いパラメータ範囲で、公式が数値解を再現した。また、８素子で構成されるランダムネットワークにおいては、ブール関数に３種類のバイアスをかけた場合、移動エントロピーは理論の予言通りの振舞を示した。移動エントロピーのグラフに基づく摂動理論は、生物ネットワークの解明のみならず、複雑ネットワーク上の情報流に対する物理的な理解を深めることにもつな
がる。

30

C-12

内閣支持率の時系列解析
九大総理工 A

濱崎瑶子A , 坂口英継 A

時間とともに変動するデータを時系列データといい，観an は n 月の支持率の実データ，bn は n 月の支持率の予測

測対象をモデル化し，過去のデータから未来のデータを予測値である．c1 , c2 , c3 , d, di は定数係数，ξn はホワイトノイする手法を時系列解析という．内閣支持率は政治，経済，外iズである．fn−1
は n − 1 月の i 項目のニュースのポイント

交など様々な要素により変動している．それらの要素を人々である．これは毎日新聞の一面のニュースを経済，外交なはマスメディアの報道や周囲の人の意見をふまえて判断し，どの 9 項目に分類し，ポイントをつけて各月の合計を出し内閣の支持・不支持を決定する．本研究では第 2 次安倍政権たものである．また，自己アフィンフラクタル解析を行う．



の支持率変動に対して新聞のニュースを用いた時系列解析を
時系列解析には自己回帰モデル (AR モデル) を応用した式(1)，式 (2) を用いる．
bn = c1 an−1 + c2 an−2 + c3 an−3 + d +9∑i
di fn−1+ ξn (1)i=1bn = c1 bn−1 + c2 bn−2 + c3 bn−3 + d +9∑$SSURYDOUDWLQJ行う．

idi fn−1+ ξn (2)i=1


$FWXDOYDOXH
5HJUHVVLRQPRGHO
'\QDPLFPRGHO



式 (1) を回帰モデル，式 (2) を力学モデルと呼ぶ．ここで，

C-13



n





時系列データ解析のための隠れマルコフシミュレーション：量子ドット発光・消光継続
時間解析への応用
九州工業大学大学院工学研究院 A

古田達央A , 中村和磨 A , 小田勝 A

本講演では，量子ドットの発光・消光時系列データに対する機械学習解析について発表する。量子ドットの性能評価指標として，発光・消光継続時間の確率密度分布が一般に用いられる。このデータは，実験よりリアルタイム観測された発光強度を縦軸にとった時系列データから求められる。時系列データは実験装置や測定環境等に起因するノイズを大量に含むため，発光状態および消光状態を定量判定することが難しい。これまでは，観測者自らが発光状態・消光状態を人為的に判定し，この判定に基づいて発光継続時間・消光継続時間を算出していた [1]。今回，こうした人為的作業を排除し，機械学習に基づいて客観的に定量判定するための隠れマルコフモデルプログラムを作成した。

隠れマルコフモデル [2] は，時系列データ解析に用いられる代表的手法で，観測値に対する状態変数を隠れ変数として導入する。量子ドットの時系列データ解析の場合，時系列データそのもの
から発光・消光継続時間を判定するのではなく，この隠れ変数の時系列データから状態判定することで，ノイズに起因する判定
困難を避けることができる。講演では，アルゴリズムおよびプログラムの詳細，量子ドットデータ解析に対する応用，従来までの解析手法との比較について発表する。

[1] B. Bruhn, F. Qejvanaj, I. Sychugov, J. Linnros,

Blinking Statistics and Excitation-Dependent Luminescence Yield

in Si and CdSe Nanocrystals , J. Phys. Chem. C 118, 2202 (2014).
[2] 須山敦志, ベイズ推論による機械学習入門, 2017.

31

C-14

一次元 S=1 量子スピン系 ダイマー・トライマーモデルの SU(3) 対称性
九大理 A

益子通生流A , 守屋俊志 A , 野村清英 A

一次元 S=1 量子スピン系におけるダイマー-トライマー

なっていることが分かった。 以上の結果から我々は、SU(3)(DT) モデルは 2017 年に、Oh et al. の研究グループによっ対 称 な 点 (θ=π/2) を 境 に し て Berezinskii-Kosterlitz-て提案された。本研究ではこのハミルトニアンについて、Thouless (BKT) 的な相転移が起こっていると結論付けた。

SU(3) 対称な点 (θ=π/2) 近傍において厳密対角化を実行
し、エネルギー固有値を計算した。 その結果 DT モデルのSU(3) 対称な点は『セントラルチャージ 2』、『スケーリン
グ次元 2/3』の共形場理論に従うことが分かった。さらに、SU(3) 対称な点以外についてもエネルギースペクトルを調べると、以下の図のような結果を得た。 これを糸井・加藤らのくりこみ群解析の計算と照らし合わせると、θ＜π/2の領域が massive な相、θ＞π/2 の領域 massless な相に

C-15

1 次元 S=1 ボンド交代次近接量子スピン系の相転移
理学府 物理学専攻

統計物理学研究室 A

1 次元 S=1 ボンド交代次近接量子スピン鎖ハイゼンべルグ＜先行文献＞

九州大学大学院

藤村啓A , 野村清英 A , 守屋俊志 A

モデルでの相転移 1 次元 S=1 ボンド交代次近接量子スピン鎖

A.Kitazawa

ハイゼンべルグモデル

66(1997)3944-3956

H=∑(

1 + δ (−1)j)(Sj Sj+1 + αSj Sj+2 )(1)

において準位交差 [1] から 2 つのパラメータについての相境界図を求めた。
さらにその相境界上の相転移のユニバーサリティクラス (スケーリング次元とセントラルチャージ) についてを検証し、相転移が 2 次相転移から 1 次相転移に切り替わる点についてを計算した。

K.Nomura:

B.S.Shastry and B.Sutherland, Phys.
(1981) 964-967

jand

最後に先行文献 [2] より指摘されているパラ

メータライン”dimer ライン”でのエネルギー縮退を計算した。

32

J.Phys.Soc.Jpn.

Rev.

Lett.

47,

C-16

SrTiO3/SrVO3 多層膜および SrTiO3/CaCuO2 多層膜に対する第一原理バンド計算
九州工業大学大学院工学研究院 A

糸満亮平A , 中村和麿 A , 堀出朋哉 A , 松本要 A

本講演では，SrTiO3 (STO) / SrVO3 (SVO) 多層膜に対する第一原理バンド計算について発表する。STO および SVO はともにペロブスカイト構造であり，格子定数が類似しているため，容易に超格子構造を形成する。実験では，SVO 層数を減らすにつれて，電気伝導度が金属的挙動から絶縁体挙動にシフトしていくことが知られている [1]。この金属絶縁体転移を理解するため，我々は様々な膜厚の STO/SVO 超格子に対して第一原理バンド計算を行い，系の強相関度の膜厚依存性を調べた。

STO/SVO 多層膜を模した超格子モデルとして，STO を 6 層，SVO を n 層 (n = 1-6) を (100) 方向に堆積した構造モデル(STO)6/(SVO)n を構築した。この構造モデルに対して，ソフトウェア xTAPP [2] によるバンド計算を行い，さらに多体摂動計算ソフトウェア RESPACK [3] を用いて有効模型パラメータ導出を行った。フェルミ面を形成するバナジウム t2g 軌道のオ
ンサイトクーロン反発 U，隣接サイト間クーロン反発 V，バンド幅 W を求め，強相関度 (U-V)/W を求めた。SVO 層が 1-2層のとき，強相関度は顕著に大きく，層数が大きくなるにつれて次第に小さくなった。これは実験結果と整合している。類似構
造の CaCuO2 (CCO)/STO 超伝導多層膜 [4] の第一原理バンド計算を行っており，これの解析についても報告したい。

[1] D. H Kim, D. -W. Kim, B. S. Kang, T. W. Noh, D. R. Lee, K. ‒ B. Lee, S. J. Lee,

Electrical propertiesof

srvo3/srtio3 superlattices grown by laser molecular beam epitaxy , Solid State Communications,114, 473 (2000).
[2] http://xtapp.cp.is.s.u-tokyo.ac.jp[3] https://sites.google.com/view/kazuma7k6r[4] D. Di Castro, G. Balestrino,

Superconductivity in interacting interfaces of cuprate-based heterostructures ,Supercond. Sci. Technol. 31, 073001 (2018).

C-17

全電子計算法と強束縛模型を用いた Lieb 格子の研究
福岡工業大学 A

下柳田千晶A , 森亮輔 A , 西将輝 A , 丸山勲 A

近年, フラットバンドとディラック型バンドを併せ持つ

発表では, 電子状態の磁性や,Be 以外の結果を議論する予定でLieb 格子（二次元辺心正方格子）は光格子により実現されるある.

など [1], 注目を集めている. しかし, 元素を実際に格子点上に[1] S. Taie, H. Ozawa, T. Ichinoe, T. Nishio, S. Naka-

配置した場合の電子状態は, 電子間相互作用により単純なバ

jima, and Y. Takahashi, Science Advances, Vol.

ンド構造とはならない [2]. 実際に第一原理計算を実行するとNo.

擬ポテンシャルによる違いが現れるため, 全電子計算法が必山 勲：Lieb 格 子 上 に 配 置 し た 元 素 の 第 一 原 理 計 算 ，要となる. 本研究では, 全電子計算法 (TOMBO) により求め第 124 回 日 本 物 理 学 会 九 州 支 部 例 会 (大 分)，2018.

たエネルギーバンドを, 自由電子の３バンド強束縛模型（次次
近接ホッピングまで含める）により解析した. 図は, Be 元素

1s 軌道のバンドの解析結果であり, 強束縛模型の AB サイト
についてのオンサイトポテンシャルの差 µ1 − µ2 をバンド幅−µ2
W で割ったものを格子定数に対しプロットしている. µ1Wがゼロになるときバンド構造にディラック点が現れる. 図では最安定状態と準安定状態の２種類が得られた. 計算条件は,Lieb 格子面の間隔を 10 Åとして擬二次元面を作成し, エネル
ギーカットオフを 30Ry, また K 点数は試行的に１点とした.

33

10, p.

e1500854, 2015.

1,[2] 中 川 朋 奈 ，丸

会場 D
領域 12, 13

D-1

液晶マイクロスクイマーの運動
九大院理 A

林和気A , 植松祐輝 A , 木村康之 A

細胞や生物個体、樟脳船、アルコール液滴など自ら推進力をが異なるために、時間経過によって液滴サイズとピッチが生み出し自律的に運動する物体およびその集団は「アクティ同時に変化する。溶解速度の違いによるらせんピッチの変化

ブマター」と総称され、その運動メカニズムの統一的な理解を考慮に入れた液滴の運動モードの変化について報告する。

を目指した研究が近年進められている。例えば、溶液中を自己駆動する液滴系では、変形と運動の結合により液滴が様々な特徴的な運動を示すことが理論的・実験的に明らかとなっている。本研究では内部にらせん構造を持つ油滴であるコレ

図１:コレステリック液晶液滴(左:ピッチ7µm,右:ピッチ20µm)

ステリック液晶液滴を界面活性剤水溶液中に分散し、その自発的な運動について研究を行った。
特に、さまざまならせん構造周期を実現して、その運動の構造依存性を調べることを目指すために、本研究ではネマチック液晶である 5CB にキラル剤として CB15 を添加することでさまざまならせんピッチを実現した。

図１に示す

ように液滴サイズとらせんピッチの比によって内部構造が変化することが観察された。また、図２に示すように液晶液滴が溶解するため、サイズが時間とともに単調減少すること、サイズの減少に伴い、運動モードが変化することが観察
図２:液晶液滴サイズの時間変化とその軌跡された。しかし、用いた系では、液晶とキラル剤の溶解速度

34

D-2

ずり場印加下における濃厚コロイド懸濁液のマイクロレオロジー
九州大学大学院理学府 A , 九州大学大学院理学研究院 B

江藤高宏A , 荊原佳祐 A , 水野大介 B

剛体球コロイドの濃厚懸濁液は、外力印加により力学的性
質が変化して多彩な流動挙動を示す。従来、系の巨視的な流動が広く研究されてきた。コロイド系の流動挙動は構成粒子の相互作用とダイナミクスに由来するため、微視的な力学応
答を観測することが非線形流動の理解に繋がる。
そこで本研究では、ガラス転移近傍 (Φ=56 ％) のコロイド
懸濁液に巨視的なずり場を印加しつつ、1 粒子の易動度を測定した。その際に、ずり場印加用のピエゾに加えて、粒子追跡用ピエゾをフィードバック制御することで、激しく流動する媒質中の観測用粒子に安定的な光捕捉を印加した (図 1)。
図 2 に示す通り、巨視的なずり場の印加に伴い個別粒子の応答に流動性が生じ、加えた力と速度が比例した (図 3 拡
大部分)。他方で、巨視的なずり場を印加しない場合、7pN程度の力を印加しても粒子は殆ど流動せず、30pN 以上の牽引力を加えることで流動化すると、その後は顕著な粘性減少が観測された (図 3)。つまり、ガラス転移点近傍の固体的な懸濁液が、巨視的ずり場の印加の下でニュートン流体となることが、個別粒子応答の微視的な計測により示された。

D-3

局所的な力印加による濃厚コロイド懸濁液のマイクロレオロジー
九大院理 A

荊原佳祐A , 江藤高宏 A , 水野大介 A

近年、ガラス転移点近傍の濃厚コロイド懸濁液に対して、
1000
Viscosity (Pa・s)

巨視的なずり場を印加した際に非線形な粘性変化が観測されてきた。こうした非線形流動現象は、構成粒子が加えられたずり場に応答してダイナミックな構造を形成するために生じると考えられる。本研究ではこの非線形流動のメカ
ニズムを調べるために、基本構成粒子の力学応答と外場に

4
2

100
4
2

10
4
2

対する降伏挙動を直接観測した。具体的には、ガラス転移点

3 4 5 6

1

2

3 4 5

Force (pN)

近傍のコロイド懸濁液 (φ=57 ％) 中に分散させたプローブ
粒子に、フィードバック制御された光捕捉力を加えつつ、揺図１：牽引力に対する粘性率の増加

らぎと輸送特性を観測した。粒子に印加した力が弱い範囲
では、力の増加に対して速度が大きく変化しない運動が生
じ、ストークス関係式から求めた周囲媒質の局所粘性は、印加する力を増加させるにしたがって増加した（thickening：
図１）。また、力を印加したプローブ粒子の周囲の粒子の揺らぎをビデオ観察した。試料が thickening を示している際には、力を印加した粒子周辺のバス粒子の熱揺らぎが減少

2-aし、動的な構造が形成されていることを確認した（図２）。

2-b

図２：試料の動画像（2-a）の揺らぎ解析結果（2-b）
。
力を印加した粒子周辺の熱揺らぎが低下している。

35

D-4

差分動的顕微鏡を用いた複雑液体のダイナミクス測定
九大理 A , 九大院理 B

野見山直弥A , 田旗栄太 A , 植松祐輝 B , 木村康之 B

近年、顕微鏡画像の時間・空間変化から動的光散乱法と等価なソフトマター流体のダイナミクスに関する情報が得られる差分動的顕微鏡 (Diﬀerential Dynamic Microscopy:DDM)[1] が開発され、さまざまな系に適用されている 。
DDM では、時間差 ∆t で撮影された２画像の差分 (図１) をフーリエ変換し、これから中間相関関数 f (q, ∆t) が計算できる。また、この方法は種々の顕微鏡法との組み合わせが可能
図１.ポリスチレン球分散液(粒径500nm)の明視野像.
左）撮影した画像.
右）時間差∆t=20sでの２画像の差分画像.

である。例えば、蛍光 DDM を用いれば、プローブ粒子のダ
イナミクスに関する情報のみを抽出可能である。
今回、サブミクロンサイズの蛍光コロイド分散系に DDM

100

B-field
F-field
ES eq.

を適用し、明視野 DDM との比較を行った。図２に蛍光 DDM
10

 [s]

と明視野 DDM で得られた拡散時間 τ の波数 q 依存性を示す。両者の結果はよく一致しており、また Einstein-Stokes 則

1を用いて計算した理論値 (図２の実線) とも一致した。
当日はその他の系に適用した結果も報告する予定である。

0.1
0.1

[1] R.Cerbino and V.Trappe,Phys.Rev.Lett.100,188102(2008)

D-6

-1 1

q [m ]

図２.蛍光DDM(○)と明視野DDM(○)で得られた拡散
時間𝜏との波数q依存性. 実線はEinstein-Stokesの式から計算した𝜏を示す.

医学科学生における物理講義前後での力学概念理解度の調査 II
佐大医 A , 九州中央リハビリテーション学院 B

一ノ瀬浩幸A , 富永広貴 A , 米ヶ田宜久 B

昨年に引き続き，国立大学の医学部医学科初年度学生に度と今年度の pre の誤概念分類項目占居率の比較である。更

対する物理学の講義の一環として力学概念調査 (FCI) を計画に物理学の試験成績と FCI との相関についても，両調査ともしていたが，今年度は新型コロナウィルス対策のため当分のにほとんど相関はないという結果となった。これは調査方法

間講義がオンラインで行われることになり，用紙を用いた本が異なっても，全般の正答率は良いが誤概念分類項目占居率

来の形式での FCI が実施不可能となってしまった。そのためは他大学と同様の傾向であるといった本学の学生の特徴を表代替策としてオンライン上に FCI の問題およびアンケート調していると考えられる。

誤概念分類項目までがほぼ同じ分布を示すという結果となった。図は，昨年

36

G5

都市大

G4

G3

R3

G2

佐大医2020

G1

R2

CF

Ob

CI3

佐大医2019

CI2

CI1

AR2

AF7

0.0%

選択肢まで同様のものを選んでおり，誤概念分類項目占居率

AF6

10.0%

顕著な差は認められなかった。それどころか各設問における

K1

各設問の正答率および成績の度数分布といった基本統計量に

AR1

20.0%

AF5

実施形態が異なるにも関わらず，昨年度と今年度の調査間で

AF4

30.0%

AF3

視聴前と最終回講義視聴後に各々解いてもらう形で実施した。

I5

40.0%

AF2

の e-Learning システム上に構築した FCI の問題を初回講義

I4

50.0%

AF1

と最終回冒頭 (post) に対面で調査を行ったが，今年度は本学

I3

60.0%

I2

昨年度は全 23 回の物理学の講義の初回冒頭 (pre)

告する。

I1

70.0%

K4

件が異なるが，参考的な一指標としての利用を試みたので報K3

度の FCI とは異なる実施形態のため比較対象としてはやや条

K2

誤概念分類項目占居率(%)
80.0%

R1

査を構築し, これを学生にリモートで解いてもらった。昨年

D-7

中等教育機関におけるアクティブラーニング型授業の実践
崇城大学総合教育センター A

板橋克美A

学習指導要領の改訂に伴い，アクティブラーニング（AL）型の授業が中等教育機関で数多く実践されている．物理教育の分野では，学習者の陥りやすい誤概念を基に課題を設定し，その課題の解決に向けて学習者同士で討論を行う相互作用型演示実験型授業（ILDs）などが実践されており，学習者同士の相互的な対話が誤概念の解消に向けて有効であると示されている [1, 2]．本研
究は，中学校や高等学校で，力学誤概念の解消に向けた ILDs を模した AL 型授業を実践し，その効果を事前・事後テストから評価した．ここで，中学校では MIF（Motion Implies Force）誤概念を，高等学校では自由落下における誤概念を対象とした．
中学校における AL 型授業では，斜面を上昇するときの物体にはたらく力の向きを課題として，その解決に向けた生徒同士の討論の時間を十分にとった．事前テストや授業中に，「斜面を上昇中の物体に下向きの力がはたらく」と回答した生徒は数名しかおらず，大多数は上向きと回答しており，授業終了時までに生徒の討論から結論を導くことはできなかった．それにも関わらず，事後テストでは下向きと回答した学生の数が上昇した．これは，AL 型授業の有効性を示すものである [3]．
次に，高等学校における AL 型授業では，ICT を併用し，他者との考えの比較を基に深く考察させるようにした．自由落下では，物体が落ちる速度が質量に依存するというような誤概念が有名である．これに対し，空気抵抗がはたらく場合の演示実験などを取り入れつつ，課題を段階的に設定した．また，クリッカーを用いて他者との意見の違いから葛藤させることにより，誤概念の変容をさせることができた．

参考文献[1] Thornton, R.K., Sokolloﬀ, D.R. (1998). Am. J. Phys., 66, 338[2] 山崎敏昭他, (1998). 物理教育 61-1, 12，北村貴文・谷口和成, (2020). 物理教育 68-3, 169.
[3] 板橋克美 (2020). 理科教育学研究 60-3, 539.

D-8

宮崎大学工学基礎教育センターにおける物理教育の取り組み
宮崎大学工学教育研究部 A

前田幸重A , 松田達郎 A , 五十嵐明則 A

本学工学部は宮崎県内唯一の工学系学部として，広い視野の教養・総合的判断力・高い専門知識を備えた技術者の養成を目指している。そこで 2012 年度の学部改組に際し，学部・学科等の縦割りの教学意識をより薄め，学生本位の教育活動の展開を行う
意識を教員間で共有するために，所謂「教教分離」を行い，全ての教員を「工学教育研究部」に配置した。また，それまで実施されていた全学共通教育や工学部基礎教育に加え，学部として組織的な基礎教育の強化を行うため，新たに「工学基礎教育センター」を設置した。工学基礎教育センターには，数学 5 名・物理 3 名・化学 1 名の計 9 人の専任教員が配属されている。専任教員はこれらの科目の基礎教育実施を中心に，入学前教育から始まり専門教育につながる基礎教育のカリキュラムの編成と運営などに学科横断的に取り組んでいる。本学部では現在，総合型選抜により約 50 名の新入生を合格させている。この入学生は 12〜

2 月の間に入試対策勉強をせず，継続的な学習が損なわれ，入学時の学力が不足する恐れがある。そこで学科横断的な入学前教育として，数学と物理の問題添削指導，英語の学習指導，そして物理学基礎実験体験教室の開催を行っている。入学後の学部生向け物理基礎教育として，センターの物理教員は全学基礎教育科目の「物理科学（1 年生前期必修）」と工学基礎科目の「力学」「電磁気学」「工学のための物理学」「基礎物理学実験」の計 5 科目の実施および取りまとめを担当している。講義を担当するだけでなく，「教員間ネットワーク」と呼ばれる FD 活動を実施して，横の情報共有を図っている。また，本学学生の学修傾向の分析
から，初年度の成績や自主学習習慣の獲得が卒業時の成績に大きく影響することが指摘されている。よって「物理実力テスト」
を実施し，成績下位者に補習授業を行うとともに，学生の学習態度や成績の情報を学科担当教員と共有し，サポート体制の改善に活かしている。本講演では，工学基礎教育センター物理グループ教員がこれまで実施してきた取り組みについて紹介する。

37

D-9

銅の比熱とデバイ温度の測定
熊本大学自然科学研究科 A , 熊本大学教育学部 B , 崇城大総合教育センター C

築出啓太A , 岸木敬太 B , 板

橋克美 C
大学の教養課程で行われる銅の比熱測定では, 比熱の温度依存性は無視されている. 一方, 固体物理学では, デバイモデルを使って固体の格子比熱に、温度依存があることを学ぶ. 固体の格子比熱はデバイ温度 θ によって特徴づけられている. 室温付近の銅の比熱測定から, デバイ温度の評価を行い, 理想値に近い値であることを得たので紹介する.
実験では, 質量 m[g] で温度が T0 [◦ C]の水が入った容器に, 温度T1 [◦ C] で質量がmC [g] の銅球を投入し, 銅製のかくはん棒で水をかき混ぜながら, 一定になった水温 T2 [◦ C] を測定した.水の比熱をcw [J/(g ・ K)], 銅の比熱を c[J/(g ・ K)] , 銅容器の質量m0 [g] とすると、熱量保存の法則より∫ T1mC

cdT = mcw (T2 − T1 ) + m0

T2

∫ T2
cdT

(1)

T0

となる。温度 T がデバイ温度程度の場合、デバイモデルで得られた格子比熱 ｃ は以下の式になる

c≃[( )2 ]
3R
1 θ
1−
M
20 T

(2)

式（２）を式（１）に代入することで、デバイ温度は

θ=

√

√
20

−( M3Rm cw + m0 )(T0 − T2 ) − mC (T1 − T2 )m0 (1/T0 − 1/T2 ) + m( 1/T1 − 1/T2 )(3)で表される。式（３）を使ってデバイ温度を評価する。6 回の実験結果の平均値は θ = 357K であった. 銅のデバイ温度は 343Kであり, その値に近い結果であった.

D-10

長方形キャピラリー中のマイクロバブル分散系の粒径分布と時間変化
九大理 A , 九大院理 B

井上颯大A , 木村康之 B , 植松祐輝 B

日常で見かける泡はミリスケールの大きさだが、近年マイ張の関係を求めることで、粒径分布の時間変化を説明できる

クロスケールの泡を発生させる技術が進歩し、ミリバブルとと考える。また今回は測定と解析の方法についても説明する。
800

バブル数[個]は異なる特性を持つマイクロバブルが注目されている。我々は加圧溶解法によって発生させたマイクロバブルの粒径と数、またその時間変化を調べるために、バブルをキャピラリーにと

600
400
200
0

り、光学顕微鏡で 40 分間観察し解析を行った。Fig.1 はバブ

0

10

20

30

40

経過時間[min]Fig.1: バブル数と経過時間

50

525 45 65 85 105 125 145
Diameter of bubble[μm]Fig.2: 1分後のバブル粒径の分布

ル数の時間変化であり、Fig.2-4 は 1,11,21 分後のバブルの粒径分布である。これらからバブル数が減少していること、粒径のピークが移動していることがわかる。マイクロバブルは粒径によって収縮または膨張するため分布が変化したと考え5られる。個々のバブル粒径の時間変化を調べ、粒径と縮小膨

382545 65 85 105 125 145
Diameter of bubble[μm]Fig.3: 11分後のバブル粒径の分布52545 65 85 105 125 145
Diameter of bubble[μm]Fig.4: 21分後のバブル粒径の分布D-11非平衡系におけるアクティブ拡散と構造緩和の測定
九州大学理学部 A , 九州大学大学院理学府 B , 九州大学大学院理学研究院 C

熊丸一平A , 杉野裕次郎 B , 水野大介 C

生きた細胞の内部では、モーター蛋白質等の様々な生体高唆する。他方で同じ周波数域で、外場応答から見積もられ分子機械が力を生成して生理的な機能を果たしている。こる熱揺らぎは顕著な異常拡散を示し、全く相関を失っていのような非平衡開放系では代謝活動に代表される

非平衡ない。講演では、非熱揺らぎによる細胞質の流動化についが、系の振る舞い（力学的性質）を決定する。その際にて、また周波数スペクトルについてさらに詳しく考察する。

度

生体高分子機械による力生成が生み出す非熱的な揺らぎが、重要な役割を果たしていると考えられるが、その周波数スペクトルの意味や力学特性に与える影響は明らかになっていない。そこで本研究では、細胞内に分散させたコロイド
粒子を光捕捉することで、その自発揺らぎ (速度揺らぎのパ
ワースペクトル：赤曲線) と外場応答 (易動度×〖2k〗B T ：青

2
𝑣(𝜔)
෤

丸) を観測し、それらの差 (揺動散逸定理の破れ) として非非熱揺らぎ＋熱揺らぎ

2𝑘𝐵 𝑇𝑅′ 𝜔

熱的揺らぎの周波数スペクトルを求めることを試みた。そ応答(熱揺らぎ)の結果、非熱揺らぎが低周波数域で平坦化して相関を失う
ことが見いだされた。これは、ガラス的な細胞質が生体高
図：細胞内に打ち込んだコロイド粒子の揺らぎと応答
2 ： 速度揺らぎのパワースペクトル𝑣(𝜔)෤𝑅′ : 易動度

分子機械による力生成により、構造緩和していることを示

D-12

ホログラフィック顕微鏡を用いたコロイド分散系の 3 次元解析
九大院理 A

満生明輝A , 植松祐輝 A , 木村康之 A

液体中のコロイド粒子のダイナミクスを研究するために 3次元位置の追跡を行うことは非常に有用である。2 次元の顕微鏡像から粒子の 3 次元位置を推定する方法の一つとして、ホログラフィック顕微鏡を用いた推定方法がある。ここでホログラムとは、粒子にコリメートされた光を照射して得られる散乱光と直接光の干渉パターンをさしている。これをもとに 3 次元光場を構築し、粒子の重心位置を推定する方法を
図1.規格化ホログラム
左：測定結果 右：フィッティング結果

Rayleigh-Sommerfeld backpropagation(RS 法) と呼び、干渉パターンに球に対する厳密解をフィッティングし、粒子の位置や粒径、屈折率を得る方法を Lorenz-Mie fitting(LM 法)と言う [1]。
本実験では光源に LED やレーザーを用い、RS 法で粒子の3 次元位置を追跡し、LM 法で粒径と粒子の屈折率を求めた。
例として図に LED を用いて撮影したホログラムと LM 法によるフィッティング結果を示す。

[1] S.-H. Lee, et al., Opt.

Express 15, 18275 (2007).
図2.強度分布とフィッティング関数

39

D-13

濃厚エマルジョンの広帯域マイクロレオロジー
九州大学理学部 A , 九州大学大学院理学府 B , 九州大学大学院理学研究院 C松岡亮佑 A , 井口昇之B , 水野大介 C

代謝の阻害された細胞質は生細胞濃度に近づくと急激に粘域に限定されていた。表面が滑ることのできる液滴集合体性が上昇しガラス化する。即ち、タンパク質や生体高分子のの力学的特性が決定される機構の詳細は、当日議論する。
BSA : G” ∝ ω1

混み合いが、細胞内部の力学特性の重要な決定因子であると考えられる。ただし、損失弾性率 G”(ω) の周波数ωに対する依存性は、生細胞や細胞質では G”(ω) ∝ω

0.5

ω0.5

細胞質抽出液であるのに対ω1

し、単に単独の球状蛋白質 (BSA) の濃厚溶液では G”(ω) ∝生細胞

ω1 となり、両者の力学特性が異なる機構で決定されていることを示唆する (図 1)。一方、近年細胞内部には液滴の相分離G” ∝ ω0.5構造が発見されており、表面が滑ることのできる物質の濃厚

図1 BSA、細胞質における損失弾性率G’’(ω)の周波数依存性

懸濁状態が、細胞質の力学特性を決定している可能性がある。
そこで、本研究では細胞内部の液滴混み合いのモデルとして、濃厚エマルジョンでマイクロレオロジー計測を行っω0.5

た 。図 2 に 示 す 通 り 、濃 厚 エ マ ル ジ ョ ン に お い て も 損 失
弾 性 率 G”(ω) が ω 0.5 に 従 う こ と が 分 か り 、体 積 分 率 の上昇に伴いその周波数範囲も拡大した。しかし、用いたエマル ジ ョ ンの 径 が µ m 以上と巨大であ ったた め、G”(ω) が ω0.5 に 従 う 範 囲 は 細 胞 質 (図 1) よ り も 低 い 周 波 数 帯

図2 濃厚エマルジョンおける損失弾性率G’’(ω)の周波数依存性

40

会場 E
素粒子論, 素粒子実験, 実験核物理, 宇宙
線・宇宙物理領域

E-1

B → D*ηπ崩壊反応の解析
宮崎大学大学院工学研究科 A , 宮崎大学工学教育研究部 B

黒岩奨大A , 松田達郎 B

現在、ハドロン物理の課題として、QCD に基づいてハドロンスペクトルを理解することが挙げられ、QCD から示唆されるエ
キゾチック中間子の探索が進められている。エキゾチック中間子とは、従来のクォークモデルでは許されない中間子のことである。幾つかの実験グループによって、π1 (1400) はエキゾチック中間子候補の一つであるとして報告されている。クォークモデ
ルで導かれる中間子の量子数は決まっていて、J を全角運動量、P をパリティ、C を荷電パリティとすると、量子数 J P C =0−+ 、

0++ 、1−− 、1+− 、1++ などに限られる。π1 (1400) は ηπ に崩壊し、クォークモデルで許されない量子数 J P C =1−+ であり、その存在が確認されれば、明確なエキゾチック中間子と言える。しかし、これまでの π1 (1400) の存在を報告した π 中間子回折
散乱実験では、部分波解析の手法の問題や背景事象の影響などが論争となっており、その存在について確定的とされていない。
そこで、今回、B 中間子崩壊過程で生成され ηπ 系において π1 (1400) の存在の確認を目指す。
本研究では、B 0 − > D ∗ ηπ 崩壊反応のモンテカルロシミュレーションにより、 π1 (1400) の存在を本反応の解析によって、明らかにできる可能性を示す。また、解析で B 中間子を再構成した際に、解析ではあらゆる荷電粒子トラックおよびγ線の組み合わせを考えるので、1 つの崩壊イベントから複数の B 中間子候補が再構成される。そこで Best Candidate Selection と呼ぶ手法によって、尤もらしい B 中間子を選別する。これによって、真のイベントが効率良く選び出されることを示す。また、今後、KEK Belle 実験データを用いて解析することを目指す。

41

E-2

8

He 中性子ノックアウト反応から生じる He 同位体の不変質量導出へ向けた解析

宮崎大工 A , 理研 B , 阪大 RCNPC , 京大理 D , 東北大理 E

清武修平A , 前田幸重 A , Z.H. YANGB,C , 銭廣十三 D , 上坂友洋 B , 三木謙二郎 E , RIBF-SAMURAIs034 collaboratorB
理化学研究所 RIBF で 4 He(8 He,8 Be)4 n 実験が行われ、4 中性子共鳴状態 (テトラニュートロン) 候補の存在が 2016 年 [1]に報告された。それ以降、様々なテトラニュートロン探索追実験が遂行されている。その 1 つとして、2017 年に RIBF で8

He(p,2p)7 H{t+4 n} 実験が行われた。我々は、この実験で同時に測定されたデータのうち 8 He(p,pn)7 He{t+3n} 反応の解析を行い、3 中性子状態を研究することを目指している。本研究では、その前段階として 1 中性子検出イベントである 7 He → 6 He ＋n 反応チャンネル及び 5 He → α+n 反応チャンネルを解析した。実験では、一次標的である 9 Be に 230MeV/u の 18 O ビームを当て、二次ビームとして 150MeV/u の 8 He ビームを得た。8 He ビームを 150mm 厚の液体水素ターゲットである MINOS [2]に照射した。前方に出射した荷電粒子は超電導双極子電磁石 SAMURAI [3] で運動量分析され、SAMURAI の入口と出口に設置された 2 つのマルチワイヤードリフトチェンバー FDC1、FDC2 を通過し、最下流に設置されたプラスチックシンチレータ
ホドスコープ HODO で検出された。標的から出射した中性子は、SAMURAI の内部を直進し、下流に設置された NEBULA、

NeuLAND の二つの中性子検出器で検出された。測定された様々な反応チャンネルの中から、α 粒子又は 6 He と中性子 1 つが同時計測されたイベントを選び、検出粒子の運動量と運動エネルギーから 5,7 He の相対エネルギースペクトルの導出を行った。

[1] K. Kisamori et al, Phys. Rev. L 116 (2016) 052501.
[2] A. Obertelli et al, Eur. Phys. J. A 50 (2014) 8.
[3] T. Kobayashi et al, Nucl. Instrum. Methods B 317 (2013) 294-304.

E-3磁場を用いた中性子寿命実験における宇宙線カウンターの開発
九大理 A , 高エ研 B , 九大 RCAPPC

松崎俊A , 市川豪 B , 音野瑛俊 C , 角直幸 B , 槙田康博 B , 三島賢二 B ,矢野浩大 A , 吉岡瑞樹 C
中性子の寿命 (879.4 ± 0.6 秒) は素粒子物理学や宇宙論において重要なパラメーターの１つで、これまで大きく分けて２つの方法で測定されてきた。１つは中性子ビーム中で中性子がβ崩壊して出てきた陽子数を数えるビーム法、もう１つは中性子を容器に貯蔵し、一定時間後に崩壊せず残った数を数える貯蔵法である。しかしながら、これらの２つの実験結果には 8.4 秒 (3.8 σ)の乖離が生じている。そこでこれらの２つの手法とは別に、中性子がβ崩壊をして出てきた電子をガス検出器を用いて測定する
ビーム法の実験を J-PARC MLF BL05 で行っている。この実験では、ビーム軸上で発生するシグナルと、ガス検出器壁面で発生するバックグラウンドと区別することが出来ない。そこで我々は、ソレノイド磁石を用いて中性子ビーム軸方向に磁場を印加することで、壁面由来のバックグラウンドを削減する新しい実験を行うことを計画している。実験の準備として、宇宙線由来のイベントの除去やガス検出器の検出効率を測定するために宇宙線カウンターの製作を行っている。本講演では、宇宙線カウン
ターの製作及び試験の状況について報告する。

42

E-4

複合核反応における時間反転対称性の破れの探索実験のための 117 Sn(n, γ) 反応断面積の角度依存性の測定
九大理 A , 広島大 B , 名大理 C , JAEAD , 名大 KMIE , 阪大 RCNPF , 東工大理 G , 九大 RCAPPH 古賀淳A ,飯沼昌隆 B , 石崎貢平 C , 井出郁央 C , 遠藤駿典 C,D , 奥平琢也 D , 北口雅暁 E , 木村敦 D , 酒井健二 D , 嶋達
志 F , 清水裕彦 C , 髙田秀佐 A , 谷結以花 G , 新實裕大 C , 広田克也 C , 藤家拓大 C , 藤岡宏之 G , 山本知樹 C ,吉岡瑞樹 H , 吉川大幹 F

現在の物質優勢宇宙を説明するために、標準模型を超える CP 対称性の破れ（CPT 定理を仮定すると、時間反転対称性の破れと等価）が不可欠と考えられている。中性子が原子核に吸収された時、複合核という準安定状態を形成するが、これを複合核反応と呼ぶ。複合核反応では空間反転対称性の破れの大きさが陽子-陽子散乱に比べて、最大で約 106 倍に増幅されることが、様々な原子核において実験的に観測されている。この増幅効果が時間反転対称性の破れでも起こり得ると理論的に示唆されており、実験感度が高くなることから、時間反転対称性の破れの発見が期待されている。実験感度の指標となるパラメタの一つに

κ(J) があるが、これはほとんどの原子核でこれは測定されたことがない。このκ(J) は p 波共鳴における入射中性子の 2 つのスピン状態の混合角によって一意に決まる値である。Flambaum の理論によると、この混合角は特定の終状態に遷移する場合の (n, γ) 反応の角度依存性を測定することで求めることができる。我々は J − PARC MLF BL04 にて117 Sn(n, γ) 反応の即発
ガンマ線の測定を行った。この実験装置は複数のゲルマニウム検出器が設置してあるため、特定の遷移のみイベントを選別することやガンマ線の角分布を測定することが可能である。117 Sn(n, γ) 反応の場合は複合核から基底状態に直接遷移する際の反応断面積が有意な角度依存性を持つことが分かった。本講演では J − PARC で実験内容や角度依存性の解析結果について報告する。

E-5

逆運動学 12 C(α, α2 ) 散乱によるホイル状態の生成
九大院理 A , 理研 B

久保大志A , 寺西高 A , 中島優人 A , 後藤滉一 A , 松尾仁 A , 久保野茂 B

炭素 12 C の第２励起状態はホイル状態と呼ばれ、恒星中での 12 C の生成に深く関わっている。我々のグループではホイル状態から基底状態への電子対崩壊分岐比の測定を逆運動学法を用いて行う予定である。その際、ホイル状態の生成には α(12 C, α2 )反応を使用する。今回はホイル状態の生成効率が高くなるビームエネルギーを決定するため、九大のタンデム加速器を用いてビームエネルギーを 32-42 MeV の範囲で変えつつ、実験室系０度での α(12 C, α2 ) 微分断面積を測定した。

43

E-6

51V+208Pb 反応系における融合障壁分布の測定
九大院理 A , 理研仁科センター B , オーストラリア国立大 (ANU)C , オークリッジ国立研究所 (ORNL)D ,大阪大 E , 埼玉大 F , 中国科学院近代物理研究所 (IMP)G , テネシー大学ノックスビル校 (UTK)H , 東
北大 I , 新潟大 J , 日本原子力研究開発機構 (JAEA)K , 山形大 L , ユベール・キュリアン学際研究所(IPHC)M

内藤夏樹A,B , 田中聖臣 A,B , 坂口聡志 A,B , 森田浩介 A,B , 加治大哉 B , 田中泰貴 B,C , 庭瀬暁

隆 A,B , 羽場宏光 B , BrionnetPierreB , 森本幸司 B , for the nSHE CollaborationA,B,C,D,E , for the nSHE

CollaborationF,G,H,I,J , for the nSHE CollaborationK,L,M
我々の研究グループでは、現在知られている最も重い元素である 118 番元素オガネソン (Og) を超えた領域、すなわち周期表の第 8 周期における新元素の探索を行っている。融合反応を用いた超重元素生成の確率は非常に低いため、生成断面積が最大となるような最適な実験条件の決定が重要である。特に、断面積は入射エネルギーに強く依存し、入射エネルギーが 5% ずれるだ
けで断面積は１桁低下すると予想されている。融合断面積から導出された融合障壁分布は、最適な入射エネルギーに関する情報を得るために有用である。この障壁分布は、融合断面積と相補的な関係にある、後方角度での準弾性散乱断面積のエネルギー励起関数を測定することによって得ることができる。我々は得られた障壁分布を用いて、最適な入射エネルギーや入射核および標的核の反応チャネルの結合に関する影響について調べたい。
今回の研究では、我々は 51 V+208 Pb 反応系における準弾性散乱断面積のエネルギー励起関数を測定した。この反応系を選んだ理由は、51 V が現在、119 番元素探索実験 (nSHE 実験) にビームとして用いられているからである。実験は理化学研究所重
イオン線形加速器 (sRILAC) で行われた。準弾性散乱断面積は、気体充填型反跳イオン分離器 (GARIS3) を用いて、標的から反跳された 208 Pb を検出することによって測定した。この反跳核は入射核や他のバックグラウンド粒子と分離され、焦点面検出器へ輸送された後、エネルギーと飛行時間が測定された。また、入射核および標的核の励起状態が 51 V+208 Pb の融合反応における捕獲確率に影響するかどうかを議論するため、我々は計算コード CCFULL を用いて、測定結果と光学ポテンシャル計算
およびチャネル結合計算との比較を行った。本発表では、以上の実験および議論の詳細について発表する。

E-7

ILD 検出器シミュレーションを用いた高時間・空間分解能カロリメータの研究
九大理 A , 九大 RCAPPB , KEK 素核研 C 久原真美A , 末原大幹 A , 川越清以 A , 吉岡瑞樹 B , DanielJeansC

ILC（国際リニアコライダー）は、現在建設・運転の計画が進められている次世代の線形加速器実験である。ILC 実験の目的は、加速した電子と陽電子を衝突させ、ヒッグス粒子などの精密測定や、標準理論を超える新物理の研究を行うことである。電子と陽電子が衝突する場所に設置を予定している検出器の一つに ILD (International Large Detector) がある。ここでの荷電粒子の識別にはガス飛跡検出器 (TPC) が用いられる。TPC では粒子の運動量とエネルギー損失 (dE/dx) を測定することで粒子識別を行うが、この測定のみでは識別が行えない領域が存在する。しかし、これらに、粒子飛行時間 (Time of Flight, ToF) の測定を加えると、広い運動量領域において、より良い精度で粒子識別を行うことができる。ToF の測定には、高い時間分解能が要求される。ILD 検出器を構成する検出器の一つで、ToF を測定するのに適していると考えられているものに電磁カロリメータ(ECAL) がある。ECAL の時間分解能を向上させるため、LGAD (Low Gain Avalanche Diode) というシリコンセンサーの導入を検討している。LGAD は内部に増幅機構を持っており、空乏層が薄くても十分な量の信号を収集することが可能であるため、高い時間分解能を達成することができる。LGAD を ECAL の一部として導入した場合の評価を行うために、ECAL に荷電粒子を入射した際のシミュレーションデータを用いて質量分布を計算し、時間分解能が粒子識別に与える影響の研究を行った。 また、中性粒子の位置・方向感度を上げるため、ECAL のシリコンセンサーの各セルに PSD (Position-Sensitive silicon

Detector) を導入することが研究されている。こちらに関しても位置分解能が与える影響についての研究を行った。

44

E-8

LHC の高輝度化計画に向けた ATLAS 実験用シリコンピクセル検出器のワイヤー保護用
CFRP 構造体の強度評価
九大理 A , KEK 素核研 B , 都立大 C , 京教大理 D , 総研大理 E
A

D

A

B

B

岩下侑太郎A , 池上陽一 B , 汲田哲郎 C , 小B林大 , 高嶋隆一 , 東城順治 , 外川学 , 花垣和則 , 東野聡 , 藤野大地 D , 緑川晋平 E , 三宅響 C , 宮崎祐太 A , 姚舜禹 A

CERN(欧州原子核機構) の ATLAS 実験では、陽子-陽子衝突型の加速器である LHC の高輝度化に際し、ATLAS 検出器の内部飛跡検出器を新しいシリコン検出器 ITk(Inner Tracker) に入れ替えることを計画している。その一部であるピクセル検出器

ITk-Pixel は、約 1 万個の検出器モジュールから成り、1 モジュールは読み出し用のフレキシブル基板 (FPC), シリコンセン
サ,ASIC から構成されている。このモジュールにおいて、FPC と ASIC を接続し信号を読み出すために、直径 25 µm のアル
ミワイヤを用いる。このワイヤは非常に脆く、組立・運搬時の接触, 振動、運転中の磁場による振動で損傷する恐れがあるので、ワイヤを保護する必要がある。当初、ワイヤを樹脂で封止して保護する手段を考案していた。しかし、接触に対する強度、放射線・温度変化への耐性要求を満たす樹脂が見つからなかった。そのため、新たな保護手法として、ワイヤを屋根型の構造物で保護することを考えている。構造物を用いた保護に関しても、接触などによる曲がりに対する十分な強度、放射線耐性が要求される。構造物もしくはその素材が設計上要求される性能を満たしていない場合、それ自体が大きく変形してワイヤに接触し、損傷させる可能性があるため、構造物に対する強度測定, その素材のヤング率測定といった事前の性能評価が重要となってくる。現在, ワイヤ保護用の構造体に用いる CFRP の材料選定を完了し、強度・放射線耐性の評価についての準備・測定を進めている。
本講演では、ワイヤ保護用 CFRP の性能評価に向けた、ヤング率測定の手法改善, 測定精度の調査などについて報告する。

E-9

252Cf,256Fm,258Fm,259Lr の自発核分裂における核分裂片質量分布解析
九大院理 A , 日本原子力研究開発機構 B

東聖人A , 浅井雅人 A,B , 森田浩介 A , 坂口聡志 A , 郷慎太郎 A

原子核が二つに分裂する核分裂過程では、多くの放射性原子核が生成される。そのため適切な廃棄物処分や原子力の安全性向上のためには核分裂反応機構を解明し、核分裂生成物の質量数分布や運動エネルギーを高精度に予測する必要がある。特にアクチノイド核種においては、核分裂生成物の質量数-運動エネルギー分布が陽子数・中性子数に応じて急激に変化する。この現象の原因は未だ解明されておらず、アクチノイド領域の核分裂機構は、現在非常に注目されている。例えば、256Fm と 258Fm
は中性子の数が 2 つしか違わないにも関わらず、前者の質量分布は２つのピーク、後者は１つのピークを持つ。核分裂片の質
量数-運動エネルギー分布の解明は核分裂のメカニズム解明への重要な手掛かりとなる。本発表ではアクチノイド核種である

252Cf,256Fm,258Fm,259Lr の 4 核種の自発核分裂における核分裂片質量数-運動エネルギー分布を機械学習的手法を用いて分類し、その結果から核分裂反応機構の考察を行う。具体的には、混合ガウスモデルを最尤推定する手法の一つである EM アル
ゴリズムを核分裂片分布の解析に適用し、ガウス分布の個数を推定する。その個数から、核分裂におけるそれぞれの核分裂片の変形度を推定する。

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E-10

低エネルギー重イオンに対するシリコン検出器の波高欠損およびエネルギー分解能の研究
九大院理 A , 九大超重元素研究センター B , 日本原子力研究開発機構 C
人

B,C

A

, 甲斐民人 , 郷慎太郎

A,B

A

A

長田茉子A , 坂口聡志 A,B , 浅井雅A, 田中聖臣 , 富松太郎 , 内藤夏樹 , 永田優斗 A , 東聖人 A , 松尾仁 A ,武藤大河 A , 村上郁人 A , 鷲山広平 B , 森田浩介 A,B
原子核の自発核分裂は、対称分裂と非対称分裂の２つのモードに大別される。重元素の領域では、その２つのモードのどちらが支配的であるか、中性子数に応じて変化しうる。例えば、256Fm の核分裂の質量分布では、質量数がおよそ 110 と 140 のものに分裂する非対称分裂が見られる。一方、中性子が二つ増えた 258Fm では対称分裂が支配的である。その中間の核である

257Fm では対称分裂と非対称分裂の二つの振る舞いをする様子が見られる。このように原子核の中性子数の増加に伴い、非対称分裂から対称分裂に遷移する理由は解明されておらず、現在、精力的に研究が進められている。この研究では、分裂片の質量を、より良い分解能で測ることが重要である。通常、２つの分裂片の質量比はシリコン検出器によって測定した運動エネルギーの比から決定される。シリコン半導体検出器は軽イオンの測定では 0.3% 程度の非常に良いエネルギー分解能を測定できる。しかし、重イオンの測定では、波高欠損により運動エネルギーと信号強度の関係が比例関係から大きくずれる上に、シリコン検出器の分解能が悪くなる傾向にある。重イオンに対するシリコン検出器のエネルギー分解能と波高欠損を詳細に調べることは、分裂片の質量数と質量分解能を正しく評価し、質量分布の幅を議論する上で有意義である。そこで、九州大学加速器・ビーム応用
科学センターにおいて、12C などの軽イオンから 127I などの重イオンを用いて Si 検出器の分解能と波高欠損を系統的に調べた。その結果について報告する。

E-11

超重核領域におけるα線および自発核分裂片測定のための Si 検出器用プリアンプの性能
評価①
九大超重元素研究センター A , 日本原子力研究開発機構 B , 九大院理 C

浅井雅人 A,B , 甲斐民人 C ,富松太郎C , 永田優斗 C , 武藤大河 C
超重核の測定には主に Si 検出器が使われる。核反応で合成された超重核は反跳核分離装置で分離され、Si 検出器に埋め込まれる。その後、埋め込み信号とその後のα崩壊や自発核分裂の検出信号を精密に測定することで超重核を同定する。また、超重核の核構造研究や核分裂機構の研究においてもα線や自発核分裂片の精度良い測定が不可欠である。本研究では、Si 検出器を用いてα線や自発核分裂片を精度良く測定する際に重要となるプリアンプの性能評価を実施した。評価を行ったプリアンプはHamamatsu H4083、Hamamatsu H4083(改造)、Cremat CR-110、111、Amptek A250 (1 pF,3pF) の 6 つで、評価項目は①
正（POS）出力と負（NEG）出力の比較 ②波高値 ③立ち上がり時間 ④立ち下がり時間 ⑤エネルギー直線性 ⑥エネルギー分解
能 ⑦測定可能なエネルギー最大値（ダイナミックレンジ） ⑧リニアアンプの違いによる出力波形の違いである。これらの評価
をα線源 241Am とパルサーを用いて行った。本発表では実験装置・解析手法の詳細な説明および、エネルギー分解能の結果についての考察を行う。

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E-12

超重核領域におけるα線および自発核分裂片測定のための Si 検出器用プリアンプの性能
評価②
九大院理 A , 九大超重元素研究センター B , 日本原子力研究開発機構 CAA

斗 , 富松太郎 , 武藤大河

甲斐民人A , 浅井雅人 B,C , 永田優A

近年の研究において１１８番元素 Og までの元素が全て確認された。これは第７周期までの周期表が完成したことを意味し、研究は次の段階へ進むことになった。各国では１１９番以降の元素つまりは第８周期以降の元素合成実験が盛んにおこなわれている。超重元素合成実験では、検出器にインプラントされた超重核のα崩壊鎖や自発核分裂の検出信号を精密に測定し、既知核のものと照合することで超重核は同定している。検出器は主に Si 検出器が用いられており、その検出精度が実験の精度を決めている。本研究では超重核測定を高精度で行う際に重要な Si 検出器用プリアンプの性能評価を行った。

性能比較するプリアン

プは浜松ホトニクス社の H4083、Cremat 社の CR-110-R2、CR-111-R2.1、Amptek 社の A250 とし、241Am α線源とパルサーを用いて実験を行った。評価項目としてはエネルギー分解能、立ち上がり波形、エネルギー直線性、ダイナミックレンジを採用し、プリアンプ間の性能比較を行った。 本発表では立ち上がり波形、エネルギー直線性、ダイナミックレンジの項目で性能比較を行い、本実験における総合評価を報告する。

E-14

有限アイソスピン密度がある場合の Z3 対称な格子 QCD 計算
佐賀大理工 A , 出水中央高 B , 気象庁 C , 九大院理 D , 理研 E

河野宏明A , 開田丈寛 B , 高橋純一 C , 八尋正

信 D,E
量子色力学（QCD）の相図の研究は、素粒子・原子核物理学だけでなく宇宙論や天体物理学の観点からも重要な研究課題である。しかし、高バリオン密度状態のおいては、格子 QCD 計算による統計力学的計算は、符号問題という難問を抱えており、計算が進展していない。近年、Z3 対称性を保つ Z3 -QCD においては符号問題が弱い可能性がある事が指摘された [1,2]。このZ3 -QCD は、零温度極限で通常の QCD と一致するので、その有限密度における相図の研究は興味深い。ここでは、Z3 -QCDの位相クエンチ近似における有限化学ポテンシャルでの計算について報告する。この計算結果は、有限アイソスピン化学ポテン
シャルにおける状況に対応するが、再重み法の使用によって、有限クォーク数化学ポテンシャルにおける結果を導く事が期待で
きる。
参考文献

[1] T. Hirakida et al., Phys. Rev. D 94, 014011 (2016), arXiv:1604.02977.
[2] T. Hirakida et al., Phys. Rev. D 96, 074031 (2017), arXiv:1705.00665.

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E-16

５次元ゲージ理論による Early Dark Energy の実現
九大院理 A , 九大基幹 B

大久保勇利A , 小島健太郎 B

近年、CMB+ΛCDM モデルから求められるハッブル定数の値と超新星などを観測する局所的な実験によって決定される値とが大きく異なっていることが指摘されている。この不一致は ΛCDM モデルを超える新物理の可能性を示唆している。先行研究において、物質優勢期に宇宙の全エネルギー密度の数 % を占めるダークエネルギー (DE) を与えた後、エネルギー密度が物質よりも早く減衰するような要素が存在すればハッブル定数の不一致が解決される可能性が指摘された。このように物質優勢期に全エネルギー密度の数 % を占めるような DE を Early Dark Energy(EDE) と呼ぶ。本研究では、標準模型を超えるような物理から生じるクインテッセンスが EDE を与える可能性を検討する。標準模型からの単純な拡張として 5 次元のゲージ理論を考え、状態方程式やエネルギー密度の定量的な評価に基づいて、理論に含まれる要素が EDE を与える可能性を議論する。

E-17

非最小結合インフレーションにおけるスペクトル指数とテンソル・スカラー比の一般的な予言
佐賀大理工 A

兒玉樹A , 高橋智 A

インフラトン場が重力と非最小結合した一般的なインフレーションモデルにおけるスペクトル指数とテンソル・スカラー比の予言について議論する。Jordan フレームのポテンシャルと非最小結合の関数形の関係によって、スペクトル指数、及び、テンソ
ル・スカラー比の振る舞いがどのように変わるのか具体的なモデルで調べた。インフレーションモデルとして、ケイオティック
インフレーション、ナチュラルインフレーションなどを考え、また非最小結合の関数形として冪型を仮定して解析を行った。インフラトン場のポテンシャルと非最小結合の関数形の間の関係によって非最小結合の大きさを変えた時、スペクトル指数とテン
ソル・スカラー比の振る舞いがどのように変化するかを系統的に調べた。ある特定の関係式を満たす場合、非最小結合を大きくしていくと、アトラクターになっていることを具体的に議論する。さらに、どのようなタイプの非最小結合インフレーションモ
デルが現在の宇宙背景放射などの観測からの制限と整合するかについても議論し、インフレーションモデルの構築に対する示唆についても議論する。

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E-18

バリオン音響振動とビックバン元素合成における H0 問題
佐賀大学 A , 高エネ研 B

岡松郁弥A , 関口豊和 B , 高橋智 A

ハッブル-ルメートル定数 H0 は宇宙論において基本的なパラメータであり、様々な観測により測定されている。例としては、宇宙背景放射 (CMB) の観測である Planck 衛星のデータを用いることにより、H0 = 67.36 ± 0.54 km/s/Mpc (Planck

collaboration A&A 641,A6(2020)) と測定されている。一方、ハッブル望遠鏡を用いた宇宙の距離はしご (年周視差 + セ
ファイド変光星 + Ia 型超新星 を組み合わされた距離の精密測定) に基づけば、H0 = 73.5 ± 1.4 km/s/Mpc (Riess, Nature

Rev.Phys. 2 (2019) 1, 10-12) となっている。CMB から決定された H0 と、距離はしごから直接測定された H0 の間には、統計的に有意な相違が存在する。これを、「ハッブル-ルメートル定数問題 (H0 問題)」と言う。
バリオン音響振動 (BAO)、Ia 型超新星 (SNeIa)、ビックバン元素合成 (BBN) などのデータを用いて、ΛCDM モデル、ダー
クエネルギーの状態方程式 w = ρpDEを変化させる wCDM モデル、曲率密度パラメータを変化させる Ωk ΛCDM モデル、ダーDE
クエネルギーの状態方程式が時間変化するモデル、Neﬀ (ニュートリノの世代数) を変化させたモデルなどを仮定し、ΛCDM を拡張したモデルにおける H0 問題について議論する。

E-19

パイオンを含む EOS における中性子星の熱的進化
九大理 A , 理研 iTHEMSB , 新疆大 C , 久留米工大 D

土肥明A,B , Helei LiuC , 野田常雄 D , 橋本正章 A

中性子星は、超新星爆発によって誕生した後、主にニュートリノによって冷えていくが、その冷え方は不定性の大きい、内部構
造を表す状態方程式（EOS）に大きく依存する。特に、典型的な冷却タイムスケールであるおよそ 100 歳前後の中性子星が急激に冷えているか否かが重要で、これまでに半径が小さい（あるいは、核物質の対称エネルギーが低い）EOS ではそうした急激な冷却（核子 Direct Urca）プロセスが起こらない可能性が提示されている。しかし、そのような EOS では、観測されている低温の中性子星を再現することができないため、核子 Direct Urca プロセス以外の急激な冷却プロセスが必要と考えれる。そのため、主にエキゾチックな粒子が関わるニュートリノ放射プロセスが起こっている可能性が示唆されるが、エキゾチックな粒子が存在することで EOS が柔らかくなるため、観測されている 2 倍の太陽質量を支えられない可能性が大いにある（ハイペロ
ンパズル）。本研究では、エキゾチックなニュートリノ放射プロセスとして、パイオン凝縮により発生するパイオン Urca プロ
セスを考え、EOS にもパイオン凝縮効果を取り入れて冷却シミュレーションを行った。その結果、対称エネルギーが低い EOSにパイオン凝縮効果をいれたモデルでは、観測されている 2 倍の太陽質量のみならず、もしコアに存在する中性子の超流動効果が大きい場合には単独中性子星の表面温度の観測値に関しても再現できる事がわかった。そのため、中性子星内部の対称エネル
ギーが低い場合、パイオン凝縮相が存在する可能性が大いに期待される。

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E-20

リンドラー時空とカスナー時空の重力波の Unruh 効果
広島大学 A , 九州大学 B , 立教大学 C

杉山祐紀A,B , 小林努 C , 山本一博 B

本研究ではカスナー時空とリンドラー領域における重力波の解を Regge-Wheeler ゲージを用いて導出した。また、リンドラー領域の解は解析接続によってカスナー時空の解から得られることを示した。さらに、これらの解析に基づいて、量子重力波のUnruh 効果について議論した。

E-21

重力による粒子間の量子もつれとデコヒーレンス
九州大学 A

三木大輔A , 松村央 A , 山本一博 A

量子重力に関して、多くの理論的研究が行われてきたが、いまだ確立した理論はない。これは実験による検証の欠如が一つの要因となっているが、近年の量子技術の発展を契機に、量子もつれを利用した重力の量子性を検証するための実験模型が提案された。これは量子もつれが量子的な操作によってのみ生成される性質を利用しており、重力相互作用により量子もつれが生成されるならば、重力は量子的であると言える。
本講演では、提案された実験模型の一つ [1] を多粒子系に拡張し、重力による量子もつれの生成について議論する。N 個の粒子を直線状に並べ、各粒子は空間的に離れた位置の重ね合わせ状態に用意する。この粒子系について、私たちはある 2 つの粒子に着目し、その粒子の間の量子もつれを評価する。この 2 粒子間の量子もつれは初期に生成されるが、他の粒子との重力相互作用により次第に喪失していく。これは重力によるデコヒーレンスとして特徴づけられ、このデコヒーレンスの特徴的な時間ス
ケールについても議論する [2]。

[1] H. Chau Nguyen and F. Bernards, Eur. Phys. J. D 74, 69 (2020)[2] D. Miki, A. Matsumura, and K. Yamamoto, arXiv:2010.05159 [gr-qc]

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E-22

Vacuum angle is a marginal parameter
阪大理 A , 九大理 B

北沢正清 A , 鈴木博B

By employing the so-called gradient flow in lattice gauge theory, it is possible to draw the Wilsonian renormalizationgroup (RG) flow in gauge theory in fully gauge-invariant and nonperturbative fashion. We use this idea to illustratethat the vacuum angle in pure Yang-Mills theory is a marginal parameter, which does not change under the RG
transformation.

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