会場 A
領域 3, 4A-1

超伝導 Nb 細線へのスピン偏極準粒子注入
九大物理 A , 九大スピンセ B

岩堀拓真A , 松田亮 A , 伊藤大樹 A , 大西紘平 A,B , 木村崇 A,B

超伝導体における電気伝導特性は 2 つの電子のペアにより子を作成し、準粒子緩和過程を実験的に調べたので報告する。

形成されるクーパー対によってもたらされるが、通常、クーパー対は逆方向のスピンを持つ電子で構成されるため、超伝導体中の電気伝導においてスピン伝導は生じない。しかし、超伝導体に注入される電子のエネルギーが超伝導ギャップより大きい場合、電子はクーパー対を形成せず、準粒子として超伝導体へ注入される。超伝導体中の準粒子は、互いに結合
してクーパー対へと変化していくが、注入している電子がス
ピン偏極している場合には、結合に要する時間はスピン偏極
していない場合に比べて長いことが期待される。しかしながら、これまで、準粒子緩和過程とスピン偏極状態を詳しく調べた実験は無いのが現状である。そこで、今回、超伝導体である Nb 細線にスピン偏極、及び非偏極準流子を注入できる素

2

A-2

強磁性/非磁性重金属多層膜における微視的結晶構造とスピンダイナミクス
九大物理 A , 九大スピンセ B

高山裕成A , 宮崎圭司 A , 屋冨祖稔 A , 伊藤大樹 A , 木村崇 A,B

磁性薄膜に、磁場を印加して磁化をそろえた後、マイク

場依存性である。これらと微分 FMR 法で得られた結果をロ波を照射することで強磁性共鳴 (FMR) が励起され、そ用いて、磁気ダンピング定数の正確な見積もりを試みる。

の特性は、磁化の運動方程式に対応する LLG 方程式からも導出できる。この LLG 方程式においては、磁化の歳差運動を表す項とスピン緩和に対応する磁気ダンピングの項からなる。磁気ダンピングは、共鳴スペクトルに線幅をもたらすが、実際の試料においては、形状や構造の不均一性などの外因的な要因もあり、共鳴スペクトルからダンピング定数を正確に算出するのは難しい。そこで本研究では、強磁性/非磁性重金属多層膜を作成し、X 線回折などで結晶性などを分析しつつ、ベクトルネットワークアナライザ（VNA）
法と微分 FMR 法の二種類の方法で磁化ダイナミクスを評価した。図は、VNA 法で得られた FMR スペクトルの磁A-3強磁性/非磁性二層薄膜におけるホモダイン検波信号の起源
九州大学 理学部 A , 九州大学

理学府 B , 九州大学

宮崎圭司 B , 木村崇 C

近年、スピンポンピングや強磁性共鳴 (FMR) ヒーティン
グ効果を介した熱スピン注入など、磁化の動的運動に起因して生成されるスピン流が注目されている。このようなスピン流を評価する代表的手法として、スピントルクダイオー
ド効果が知られている。これは、異方性磁気抵抗 (AMR) 効果を介した共鳴時の抵抗変化を高周波電流によりホモダイン検波するものである。しかしながら、測定結果として得られる信号の中には、AMR 効果以外の現象に起因する信号も含まれ、スピン流の定量的な解析が困難となる。そこで我々は、素子構造を工夫して、ホモダイン検波によって得られる信号の定量的な評価を試みたので、その結果をご報告する。

3

量子ナノスピン物性研究センター C

大日方初良A ,A-4

フレキシブル基板上に成膜した磁性薄膜のスピンダイナミクス
九大物理 A , 九大スピンセ B

中田巧A,B , 高山裕成 A,B , 屋富祖稔 A,B , 山田和正 A,B , 木村崇 A,B

曲げた状態でスパッタしたフィルムの磁化特性磁性材料に磁場を印加すると伸び縮み現象は磁歪効果と磁気モーメント（emu)

して知られており、これまでにアクチュエータや圧力発電などに応用されている。通常、このような磁歪効果はバルク系でのみ重要であり、薄膜においては、伸縮特性は基板に支配されるため、通常は無視されてきた。しかしながら、基板が十分に薄く、さらに伸縮性を制御できるような場合は、薄膜においても、磁歪効果の影響が重要となると期待される。そ0.00050
曲がりに垂直な方向
曲がりに沿う方向-0.0005

こで本研究では、厚さ数十ミクロンのプラスチックフィルム
上に、磁歪材料である FeSiB 薄膜をスパッタし、基板を折-200り曲げた際の磁化特性について実験的に調べたので報告す

-100
0
100
外部磁場(Oe)200

る。図は、フィルムを曲げた状態でスパッタし、その後、曲げを除いた状態で測定した磁化特性である。曲がりに沿った方向とそれに垂直な方向では、磁化曲線が大きく異なっており、異方性が確認できる。当日は、曲げ率と異方性との関係や、磁場による力学的変形なども踏まえて報告する。

A-5

強磁性体における非相反なスピン波伝搬の理論
福岡大学大学院 A

東昌毅A

強磁性体表面のスピン波伝搬は、非相反性 (互いに対向しℋ=J

𝐒𝐢 + 𝐒(𝐢+𝟏) + D
iて進むスピン波で伝搬の様子が異なる) を示すことが知られiている。こうした非相反なスピン波伝播の起源を明らかにす
表面ることを目指す。最も簡単な模型として、一次元鎖ハイゼン
ベルク模型を３層構造にした模型を考え、表面に対応する上下のスピン鎖に対称性の低下で誘起された DM 相互作用を加zえる（図１）。スピンをｙ方向に向けた強磁性状態において
表面

LLG 方程式をルンゲクッタ法で数値的に解くことで、スピン

y

x
図１

波の伝搬の様子を明らかにする。

4(Siy )2 −ℊμB H(Six ∙ S i+1 z − Siz ∙ S i+1 x ) + D2
i

Siy
i

A-6

Mn 系磁性層を挿入した YIG/Pt のスピンホール磁気抵抗効果
九大シス情 A

花本寛気A , 新村拓未 A , 黒川雄一郎 A , 湯浅裕美 A

Y3 Fe5 O12 /Pt の界面に Mn および IrMn 層を挿入するとスピンゼーベック起電力が増大することが分かっている [1]。
これの現象理解を深めるために、同様にスピンポンピングに起因する現象であるスピンホール磁気抵抗変化率を評価した。スピンゼーベック起電力とスピンホール磁気抵抗変化率の比較から、挿入した Mn と IrMn 層の役割について議論する。IrMn、Mn の膜厚は t = 0 , 0.5 , 1.0 , 2.0 , 4.0[nm] とした。図 1, 2 に示すように、スピンゼーベック係数とスピン
ホール磁気抵抗効果の Mn 層の膜厚依存性はほぼ同様の傾向であった。よってスピンゼーベック起電力の増大の要因は、Mn 層の挿入によるスピンポンピングの効率の向上であると推察される。一方、IrMn 層では膜厚依存性の傾向は異なった。よってスピンゼーベック起電力の増大の要因は、スピンポンピングの効率の向上以外のものであると考えられる。[1]F. Nakata et al.,A-7

Jpn. J. Appl. Phys. 58, SBBI04 (2019)

六方最密構造 NiCo 合金ナノ結晶の磁性と電子状態
佐賀大院工 A , 九大院工 B , NSRRCC , 熊本大院自然 D , 理研 E

大鶴翔A , 柿原美希 A , 塚原拓都 A , 原田一

大 A , 赤司健太 B , 稲垣祐次 B , 河江達也 B , 石井啓文 C , Yen-Fa LiaoC , Ku-Ding TsueiC , 木田徹也 D , 南
任真史 E , 石橋幸治 E , 石渡洋一 A

バルクの Ni は fcc 構造で強磁性を示すが、ナノ結晶では非磁性を示す hcp 構造も存在する。本研究ではバルクでは存在しない組成領域の hcp Ni1−x Cox （0 ≦ x ≦ 0.4）ナノ結

2.65

Intensity (arb. units)Inter atomic distance (Å)

hcp Ni0.58Co0.42晶を合成した。Co を加えても磁性は大きく変化せず非磁性的であった。XRD 測定からナノ結晶は単相であることが示された。図 2 はリートベルト解析から求めた原子間距離である。hcp Ni は fcc Ni と比べて６％程度膨張しており、Co の増加に伴いさらに膨張が進むことが分かる。一般的に、3d-,

Ni1-xCox
2.60

hcp
fcc
fcc(bulk)

2.55

2.50
16

4d-, 5d-遷移金属は、原子番号（d 電子）または圧力の増加に

18

20

22

2

24

26

28

図 1: hcp Ni0.58Co0.42 ナノ結晶 XRD パターンより、系統的に hcp → bcc → hcp → fcc と結晶構造が変化する。従って、Ni および NiCo ナノ結晶では負の圧力効果のために fcc 相に変わり hcp 相が最安定相として現れた可能性がある。当日は圧力の印加実験と HAXPES の偏光依存性を含め議論する予定である。

5

30

0.0

0.1

0.2

0.3

0.4

x
図 2: fcc Ni, hcp Ni1-xCox の原子間距離A-83d 遷移金属ドープ ZnO ナノ結晶の磁性と電子状態
佐賀大院工 A , 弘前大院工 B , KEKC , 九大院工 D , NSRRCE , 熊本大院工 F , 理研 G

塚原拓都A , 安敏

志 A , 大鶴翔 A , 原田一大 A , 手塚泰久 B , 足立純一 C , 稲垣祐次 D , 河江達也 D , 石井啓文 E , Yen-Fa LiaoE ,木田徹也 F , 南任真史 G , 石橋幸治 G , 石渡洋一 A

3d 遷移金属（TM）イオンを数％程度ドーピングした ZnO
ナノ結晶（NC）や薄膜では、TM イオンの種類に依存して強磁B性が現れる。今回、溶液合成によって Co, V, Mn ドープ及びCo-doped ZnO NCs
O K XASA

Intensity (arb. units)

ノンドープ ZnO NCs を作製した。Co ドープサンプルは強磁性を示したが、液中アニールによって強磁性が消失した。両者の非占有電子状態の違いを調べるために、KEK-PF BL13A
で O K 励起軟 X 線吸収分光（XAS）を行った。図にそのスペクトルを示す。挿入図は Co ドープとノンドープサンプルの差分スペクトルである。Co のドーピングは約 530 eV にあ

528

530

532

534

536

B
As-grown (FM)Annealed (NM)Nondoped (NM)A

る伝導帯の底（CBM）から約 3 eV 上の領域にかけて２つの528

構造 A, B を生み出す。ただし、CBM 近傍の構造 A は強磁性

532

534

536

538

Photon Energy (eV)を示すアニール前のサンプルのみに現れる。講演では V およ

図: アニール前後の Co ドープ ZnO NCs およびノンドープ

び Mn ドープ NCs の結果を加えて、この系の強磁性の発現と

ZnO NCs の O K XAS スペクトル。挿入図は Co ドー

CBM 付近での電子状態変化の相関について詳しく議論する。

A-9

530

プとノンドープ ZnO NCs の差分スペクトル。

ハニカム格子磁性体 BaNi2 V2 O8 のミュオンスピン回転／緩和実験
佐大理工 A , 佐大院工 B , 九大院工 C

山内一宏A , 石橋大樹 B , 湯浅貴裕 B , 鄭旭光 A , 河江達也 C

BaNi2 V2 O8 は, Ni2+（スピン S = 1）がハニカム構造を形

気ゆらぎが不純物や欠陥に起因するものではないことを示唆

成する磁性絶縁体である. この物質は約 50 K で反強磁性転している.

移を示すが, 転移点における磁化率や比熱の異常は小さく, 磁

参考文献

気モーメントも S = 1 から予想される 2µB より小さいため[1] N. Rogado et al., Phys. Rev. B, 65, 144443 (2002).

[1], 低次元性やフラストレーションに起因する磁性が期待さ[2] D. Waibel et al., Phys. Rev. B, 91, 214412 (2015).

れる. また, スピン相関長に Berezinskii-Kosterlitz-Thouless
転移的な振る舞いが観測されたという報告もある [2].
本講演では, 我々の BaNi2 V2 O8 のミュオンスピン回転／緩和 (µSR) 実験の結果を報告する. 図 1 は, 常磁性状態 (69 K)および反強磁性状態 (3.8 K) において測定した BaNi2 V2 O8のゼロ磁場 (ZF)µSR スペクトルである. 反強磁性相において内部磁場に伴う振動成分に加えて指数関数型の緩和が観測された. また, この指数関数型の緩和は, 0.3 T の縦磁
場 (LF) 中でも観測された. この結果はフラストレート磁性体で観測されるような遅い残留磁気ゆらぎの存在を示している. 一方, Ni2+ の一部を非磁性の Mg2+ で置換した

図 1. 常磁性状態の 69 K, および , 反強磁性状態の 3.8 K における ZF-μSR スペクトル .

Ba(Ni1−x Mgx )2 V2 O8 (x = 0.05, 0.10) の LF-µSR を行った
ところ, 指数関数的な減衰は抑制された. この結果は, 残留磁

6

A-10

幾何学的フラストレーション物質 paratacamite Cu2 (OD)3 Cl のμ SR 測定
佐賀大学物理 A

有村英展A , 湯浅貴裕 A , 山内一宏 A , 鄭旭光 A

以下でも非秩序相との共存が観察された。

近年、幾何学的フラストレーションに起因する量子スピン状態の研究は物性物理学の中心テーマの一つになってきている。当研究室では銅水酸塩化物 clinoatacamite Cu2 (OH)3 Cl
等の特有の結晶構造が幾何学的フラストレーションをもたらし、部分スピン液体状態を作り出すことを見出した。本研
究では clinoatacamite の異形体で結晶対称性が高い parat-

acamite の単結晶を用いて磁化率測定と µSR 実験を行った。今回、µSR 実験の結果から約 20K からの磁気秩序の発生、及び 5.7K での磁気状態の変化が観察された。しかし、この秩序相の割合が 100% とならず、図に示したように転移温度

A-11

六方晶 M 型フェライト PbFe12 O19 の In 置換系における磁気相図
九工大工 A , 東北大金研 B

高橋和雅A , 出口博之 A , 美藤正樹 A , 古曵重美 A , 湯葢邦夫 B

六方晶 M 型フェライト PbFe12 O19 は、Fe3+ (S=5/2) が加するのに対し、交流磁化が急激に減少するという異常磁気磁性を担う一軸異方性を持つフェリ磁性体である。近年、M相が常磁性相より低温に存在する。当日は、In 置換系での型 Pb フェライトの Fe イオンを非磁性イオン Ga イオンで詳細な実験結果を報告し、Ga 置換系の磁性と比較検討する。

半分置換した PbFe6 Ga6 O19 の低磁場下での磁性が研究さ

Tg (dc)Ta (dc)Tg (ac)Ta (ac)TN (estimation)

れ、その磁気相図が注目されている。Ga 置換系では、5 種

H [Oe]

PbFe12−x Inx O19 では置換率が等しいことが知られている。
そこで我々は、In 置換系の結晶を育成し、その低磁場における磁性を調べた。図 1 は、In 置換系 (x=5.1) における磁気

1000

glass

2000

類の Fe サイトにおいて置換率が異なるのに対し、In 置換系

ferri

para

相図を示す。低温域（80K 以下）において、ZFC と FC の?

磁化の差や交流磁化 m” の鋭いピークからグラス相の存在が0示唆される。中間温度領域では、交流磁化 m” のブロードな60

80 100300 400 500

極大が見られず、通常のフェリ相であると考えている。また

T [K]、高温域（290K 以上）では、温度上昇に伴い直流磁化が増図1 In置換系における磁気相図

7

A-12

Ti 合金製ダイヤモンドアンビルセルを用いた Mn3O4 の高圧力下磁化測定
九工大院工 A , 福大理 B

杉原拓海A , 美藤正樹 A , 出口博之 A , 田尻恭之 B , 香野淳 B

汎用の SQUID 磁束計を用いて GPa レベルの高圧力下で圧とともに小さくなっている傾向が観測できている。

磁化の磁場依存性を測定することは困難である。これは、高圧[1] A. P. Drozdov et al. Nature 525, 73 (2015).

発生容器の磁気信号も検出するためである。最近の High-Tc[2] M. Mito et al. J. Appl. Phys. 118, 145901 (2015).
4

水素化物超伝導体で高圧力下のマイスナー効果の測定に成功

3の最適化が行われている [1]。このように、高圧容器の材質に

2
Magnetization (10-3emu)

している H2 S の実験では、温度領域によって高圧容器の材質は未だ検討の余地が残されている。我々の研究室では、磁化分布が均一な Ti 合金製の超小型ダイヤモンドアンビルセルを用いた実験をしており、過去に NdFeB 磁石に対して 10GPaまでの磁化曲線測定を成功させている [2]。今回は、多彩な相転移を有し、ナノサイズ効果が注目されている Mn3 O4 を測2.1 GPa

1
0
-1
-2
-3

定対象に選び、高圧磁化曲線測定の測定限界精度を見極める-4

ことを目的とした実験を行った。現在のところ、図 1 に示す

-6

-4

-2
0
2
Magnetic field (T)

希土類金属強磁性体 Dy, Tb, Ho の高圧力下磁気測定
九工大院工 A46

図1. 7.5KにおけるMn3O4の高圧力磁化曲線

ように 2GPa までの圧力下で、7.5K で磁化ヒステリシスが加

A-13

0 GPa

木村祐太A , 近藤広隆 A , 大隈理央 A , 美藤正樹 A , 出口博之 A

希土類金属磁性体の局在 4f スピン間の相互作用は伝導電子が媒介する RKKY 相互作用であり、局在 4f スピン間の距離によって符号も大きさも変化する。Gd, Tb, Dy, Ho の 4 元素では、純粋な強磁性体である Gd 以外は、強磁性転移温度の高温側にらせん磁性相を有する。常圧下では、らせん秩序と強磁性
秩序のどちらかで電気抵抗の異常を見せるが、それらの圧力変化は、高圧磁気測定による結果と矛盾する。我々の研究室では

SQUID を用いた直流磁気測定で磁気秩序の圧力変化を追跡した経緯があるが、より測定精度の高い交流磁気測定で Gd-Hoの磁気秩序消失の圧力変化を追跡した。図 1 は Dy における磁気測定の結果である。7.0 GPa では確認できていた磁化率の信号の異常は、8.2 GPa では見られず、それ以上に圧力を印加しても信号の異常は見られないことがわかる。圧力下磁気測定の結果は電気抵抗測定での解釈を否定する結果となった。

8

A-14

希土類金属元素サマリウムの高圧力下磁気測定
九工大院工 A , 九工大工 B , 阪大リノベ C

近藤広隆A , 荒瀬太輝 B , 本原拓弥 B , 美藤正樹 A , 高木精志 A ,石塚守 C

ランタノイド系希土類金属元素に属するサマリウム (Sm)を示す。現状では 20.5GPa までの圧力下で測定が行えておは、常圧下で 14K と 106K に磁気転移が観察される。2017

り、先行研究の結果との比較を交えて報告を行う。[1] John-

年の Johnson らの研究ではこの 2 つの異常が加圧により接近

son et al., J. Phys. Condens. Matter 29, 065801 (2017).
VVCM / HDC[V/Oe]

し、10GPa 付近で一緒になった後上昇し、34GPa 以上で低温域に新たな異常が出現すると報告されている [1]。上記を含めて高圧力下での Sm の先行研究は全て電気抵抗測定の結果である。このように Sm 自身の磁気信号が小さい故に高圧力
下磁気測定の先行研究が存在しないため、我々は DAC 使用-4

10 V/Oe

時でも高精度に磁化率の測定が可能なコイル振動型 SQUID

20.5 [GPa]磁束計を用いて Sm の高圧力下磁気測定を行った。図 1 に

10

20.5GPa での直流磁化率の温度依存性の測定結果のグラフ

図1. SQUID-VCM法によるSmの20.5
GPa時の直流磁化率の温度依存性

A-15

20

30

40 50
T [K]

60

70

反転対称性を持つ遍歴電子系における多重ヘリカルスピン密度波と渦状スピン構造
琉球大理 A

梯祥郎A

一般化された多重スピン密度波ギンツブルグ・ランダウ理論によれば，反転対称性のある通常の金属磁性体においても強磁性・反強磁性相互作用の競合により，スカーミオン的な渦状スピン構造が出現可能である．反転対称性のある遍歴電子系における渦状スピン構造の安定性と電子状態を微視的立場から明らかにするために，電子数 n とクーロン相互作用 U の空間において，fcc 格子上のハバードモデルと一般化されたハートレー・フォック理論に基づく数値計算を行った．それぞれの (n, U) に対して，強磁性（F)，反強磁性（AF)，ヘリカル（H)，コニカル（C)，2 重ヘリカル（2QH)，3 重ヘリカル（3QH) 構造を出発点にとって自己無撞着計算を行い，得られた構造をフーリエ解析して構造とその安定性を調べた．その結果，最近 Co-Zn-Mn 系や

Mn-Si-Ge 系で見出された half-skyrmion half-antiskyrmion pair からなる 2 次元渦状スピン構造，それを垂直軸の回りに捩った 3 次元渦状スピン構造，反強磁性基 3 次元渦状スピン構造，部分的に秩序化した 4 重多重スピン構造などが反転対称性のある遍歴系においても可能であることを見出し，さらに half-skyrmion 型渦状スピン構造と部分的秩序構造の両方を示す新しいタイ
プの 12 重多重スピン構造が可能であることを見出した．これらの長波長渦状構造はストーナー強磁性不安定ラインの回りに出現する．また，反強磁性基 3 次元渦状スピン構造はバンド型スピンフラストレーションによって安定化され，それ以外の大部分の渦状スピン構造はフェルミレベル近傍に生成される状態密度の dip によって安定化されることも明らかにした．

9

A-16

ホイスラー化合物 Fe3−x Mnx Si の磁気転移と輸送特性
鹿児島大学理工学研究科 A

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

ホイスラー化合物 Fe2 MnSi は第一原理計算からハーフ
メ タ ル と 予 測 さ れ 、新 た な 機 能 性 材 料 に な り う る 物 質 として注目を集めている。この物質は x ≥ 0.75 で強磁性転Fe1.25Mn1.75Si

移 (TC ) だけでなく、強磁性成分と反強磁性成分が存在する

10 K
20 K
30 K
40 K
50 K
60 K

反強磁性的な相への転移 (TA < TC ) を示すことが知られている。また、最近の研究では x = 1.7 で新たな反強磁性転移 (TA2 < TA ) が観測された。本研究では、Fe3−x Mnx Si の1%

MR ratio (%)

磁場中輸送特性について調べるために 2 K ≤ T ≤ 300 K の
温度範囲、0 T ≤ B ≤ 9 T の磁場範囲で電気抵抗、磁気抵抗測定を行った。図に x = 1.75 の磁気抵抗を示す。T ≤ 60 K で
磁気抵抗効果の振る舞いに変化が見られる磁場が存在し、この物質の磁気転移 (TA2 の転移) を示すと考えられる。その点をプロットして磁気相図を作成し、他の組成や磁化測定の結果と比較する。
参考文献 R. Kato et al, AIP advances 8 115019 (2018)

0

2

図 1

4

6
B (T)

8

10

Fe1.25Mn1.75Si の磁気抵抗比

ただし、比較のため原点はずらしてある。

A-17

Fe3−x Mnx Si の低温での磁性
鹿児島大院理工 A , 鹿児島大学研究推進機構研究支援センター B

野々山智仁A , 加藤遼太 A , 重田出 A , 廣

井政彦 A , 小山佳一 A , 真中裕貴 A , 寺田教男 A , 尾上昌平 B

ホイスラー化合物 Fe3−x Mnx Si はその広い組成範囲において研究が行われてきており、特に低温では複雑な磁性を示す

x=1.85x=1.8
x=1.75x=1.7
x=1.68AF

6

ことが知られている。強磁性体 Fe3 Si は Fe を Mn に置換する
ことに伴いキュリー温度 (TC ) が下がっていく。x > 0.75 に

Para
B (T)

おいて TC のさらに低温 (TA ) で反強磁性 AF 相が出現する。最近 x ∼ 1.7 では TA よりさらに低温において新たな反強磁4TC(x=1.7)

2性 AF2 相が現れることがわかった。[1] 本研究では x ∼ 1.7 付

TA

近の低温の AF2 相の転移の変化を調べ、B − T 磁気相図を作00成した。(Fig.1) その結果、AF2 相は 1.65 < x < 1.7 の狭い組成範囲で突然現れることが分かった。AF2 相への転移温度

AF2
20
Fig.1

、転移磁場は Mn 置換量の増加に伴って上昇する。x > 1.85 の組成でさらに Mn 置換を増加させると常磁性から直接反強磁性 AF2 相へと転移すると推定される。本講演ではメスバウ
ア分光測定の結果も合わせて報告する。

[1] T.Nonoyama et.al, AIP Advances 8, 115018 (2018)

10

(F)

40

60
T (K)

80

Fe3-xMnxSiの磁気相図

100

A-18

ナノ酸化グラフェンにおける不純物の影響
九州工業大学大学院先端機能システム工学専攻 A , 九州工業大学大学院工学専攻電気エネルギー工学コース B , 九州工業大学工学研究院 C

服部速水A , 北村勇人 B , 範恩達 B , 孫勇 C

本研究では、酸化ナノグラフェン (n-GO）の電気輸送特性を評価した。特に、物理的吸着した不純物の影響を調べるため、真空アニールによって不純物を脱離させ、電気輸送特性への影響を分析した。実験に使用したサンプルを、n-GO 粉末と金箔を同時プレスして作製した。作製圧力は 0.25GPa で、得られたサンプルの直径は 5mm、厚さは 0.56mm であった。また、真空ア
ニールは 420〜480K の温度範囲でそれぞれ 30 分間行った。アニール前後のサンプルに対し、0.005〜0.05V バイアスの下で 15〜450K の温度範囲において電流の温度依存性を測定した。また、測定前後のサンプルに対して結晶構造や組成の分析も行った。

まず、電流 i と電圧 V の依存性から ln(i/V2 )〜ln

(1/V ) プロットを行ったところ、Simmons 近似式が高い精度でフィッティングできたことから、n − GO のキャリア輸送はナノ粒子間バリアを超える直接トンネル量子伝導が支配的であることが示された。

また、電流 i の温度依存性からアレニウスプロットを行った結果、15〜450K の温度範囲で複数個のキャリア励

起活性化エネルギー Ei (i = 1, 2, 3, 4) が観測された。これらの活性化エネルギーは 1.9meV 〜7.0meV の範囲にあり、エネルギ
ーバンドギャップよりも、伝導帯あるいは価電子帯内部での遷移に対応するものと思われる。また、アニーリング温度の上昇に比例して Ei の減少が確認された。このことから、不純物の存在は n − GO 半導体材料の導電タイプを決めると同時に、エネル
ギーバンド構造にも影響を与えるということが示唆された。

A-19

時間周期外場下における Cantor 型超格子ポテンシャルの透過特性
九大総理工 A

小川名 太一A , 坂口

英継 A

本研究では、我々はフラクタル構造である Cantor 型構造を持つ超格子ポテンシャルを V1 cos (ωt) で与えられるような周期駆動外場下に構築した場合における量子力学的波動の透過率を計算した。周期駆動外場下における Schrödinger 方程式の解はGordon-Volkov 波によって表現される。ポテンシャルとの境界で波動関数とその一回微分が連続であるという条件を課すこと
で、この系における転送行列を定義することができる。Gordon-Volkov 波には波数 kn , (n = · · · , −1, 0, 1, · · ·) を持つ複数のモードが存在するため、一般的に転送行列は無限次元となる。系全体の転送行列を S とすると、入射波、反射波及び透過波の(振幅間には次の方程式、

a
r

)

(
=S

t
0

)
,

(1)

に従う関係が成り立つ。ここで、a = (· · · , 0, 1, 0, · · ·) は入射波の複素振幅ベクトル、r = (· · · , r−1 , r0 , r1 , · · ·) は反射波の複素振幅ベクトル、t = (· · · , t−1 , t0 , t1 , · · ·) は透過率の複素振幅ベクトルである。透過率 Tn と反射率 Rn はそれぞれ、

Tn =

|kn |
|kn |
|tn |2 , Rn =|rn |2 ,
|k0 |
|k0 |

(2)

で計算される。当日はこれらの数値計算の詳細を報告し、フラクタル構造が周期駆動外場下で与える影響について議論する。

11

A-20

無冷媒 14 T，1.5 K クライオスタットの導入と電気抵抗標準の測定
福岡工業大学工学部電気工学科 A

鈴木恭一A

物性物理学の研究、特に電気伝導の研究において、低温と強磁場はなくてはならないものである。今回、福岡工業大学

(b)

(a)

において、半導体やトポロジカル絶縁体の量子化電気伝導の研究を目的とし、無冷媒 14 T 超伝導磁石内蔵 1.5 K クライ
オスタットを導入した。本発表では装置の概要や設置時に発

14 T

0T

生したトラブルを述べ、強磁場のデモンストレーションとし

図１. ビスマスの反磁性浮上の様子て行ったビスマスの反磁性磁気浮上の様子や、量子化電気伝(a)

Rxx (k)

導の代表的な物理現象である量子ホール効果の測定結果について述べる。
図 1 はビスマスの反磁性浮上の様子で、試料ホルダーにカメラを組み込み、上方から撮影した。図 2 は Si 変調ドー

=1
2
43

プ GaAs/AlGaAs 単一ヘテロ接合の (a) 縦抵抗 (Rxx ) と (b)(b) 電気抵抗標準

Rxy (k)

ホール抵抗 (Rxy ) で、整数ランダウレベル占有率 (ν) にて明瞭な量子ホール効果が観測されている。電子濃度 n と磁場 Bと Rxy の関係は Rxy = h/(νe2 ) である (e は電気素量，h はプランク定数)。ν = 1 の時の Rxy が電気抵抗標準となる。

h/e 2=25.81… k

1.5 K

=1

2

B (T)
図2. Si変調ドープGaAs/AlGaAs単一ヘテロ接合の量子ホール効果

12

会場 B
領域 6, 8, 9B-1

点接合分光法を用いた YbInCu4 の電子状態測定
九大工 A , 九大院工 B , 九大院理 CC文 , 河江達也

高橋拓也A , 志賀雅亘 B , 原田琢良 B , 光田暁弘 C , 稲垣祐次 B , 和田裕

B

YbInCu4 は Tv 42K で価数が一次転移（価数転移）する珍しい物質である。Yb イオンの価数は、高温では v 3+ であるのに対し、Tv を境に低温では v 2.8+ まで減少することが知られており、価数転移に伴って磁化率、電気抵抗率なども大きく変化する。また、磁化率の温度依存性から求めた近藤温度は、高温域では 25K、低温域では 400K であると見積もられている。これらの結果から、YbInCu4 は価数転移によって電子状態が大きく変化し、低温域では近藤格子の形成に起因して、f 電子が遍歴的な状態になっていると考えられている [1]。そこで、我々は YbInCu4 の低温における近藤格子の形成を直接観測するために、点接合分光法を用いた YbInCu4 の電子状態測定を試みた。
講演では微分伝導度の温度依存性など詳細なデータを報告する予定である。

[1]M. Y. Zhang et al., Phys. Rev. B 95, 165104 (2017)

13

B-2

点接合分光法を用いた EuNi2P2 の混成ギャップの観測
九大院工 A , 九大工 B , 九大院理 C , 福工大情工 D

志賀雅亘A , 原田琢良 A , 高橋拓也 B , 光田暁弘 C , 丸山

勲 D , 稲垣祐次 A , 和田裕文 C , 河江達也 A

Eu 化合物では、Eu2+ と Eu3+ の状態間を熱的に揺らぐ重い電子の形成は、c-f 混成による重い準粒子バンドの形成にことで中間価数状態が実現する。そのため、ほとんどの Eu

由来していると考えられる。講演では理論計算で得られる混化合物は基底状態では中間価数状態が実現しない。一方で、

成ギャップの大きさやその温度依存性について報告する。[1]EuNi2P2 は低温で平均価数が 2.6 価をとる中間価数物質であY. Hiranaka, et al., J. Phys. Soc. Jpn. 82, 083708 (2013)

り、比熱や電気抵抗測定結果から低温で重い電子状態を形成[2]M. Maltseva et al., Phys. Rev. Lett. 103, 206402 (2009)

していると考えられている [1]。今回我々は、EuNi2P2 の低温での中間価数状態や重い電子形成の起源を明らかにする為、
点接合分光法を用いた EuNi2P2 の電子状態測定を行った。
図 1 に EuNi2P2/W 界面で得られた微分伝導度を示す。ここで見られる非対称なダブルピーク構造は探針に Pt を使用した場合でも観測され、これが本質的な信号であることがわかった。実線は Maltseva らによって提案された理論フィッティ
ングであり、実験結果をよく再現する。この理論は探針から近藤格子への電子トンネル過程に注目しており、これより図

図 1 T = 9.4 KにおけるEuNi2P2/W界面での微分伝導度。
実線は理論計算によるフィッティング

1 のダブルピーク構造の起源は c-f 混成による混成ギャップであると結論付けられる [2]。つまり、低温での中間価数状態やB-3

点接合分光法を用いた近藤絶縁体 SmB6 の微分伝導度測定
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 , 沖村健吾 A , 稲垣祐次 A , 伊賀文俊 B ,河江達也 A

典型的な近藤絶縁体として知られる SmB6 は、近年、極低どを報告する予定である。[1]X. Zhang et al., Phys. Rev. X

温下でトポロジカル絶縁体 (TI) になるのではないかと提案さ3, 011011 (2013). [2]K. Borisov, C.-Z. Chang, J. S. Mood-

れている [1]。TI とは、表面は金属的だがバルクは絶縁体的

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

であり、その表面のみ電流が流れる物質のことである。また、

TI は高いスピン分極率を有することが理論的に予測され、これまでに Bi 系 TI と超伝導体界面での点接合アンドレエフ
反射分光実験（PCARS）により実験的に観測されている [2]。
よって、同様の測定を行うことで SmB6 が TI である証拠を得られると考えられる。以上のような背景で今回我々は SmB6について超伝導探針を用いた点接合分光法による微分伝導度測定を行った。図 1 は SmB6/Nb 界面の微分伝導度の温度依存性を示している。この図を見ると、Nb の超伝導転移温度である 9.3K より低温では、ゼロバイアス付近に異常が発生していることがわかる。当日はより詳細なデータとその考察な

14

B-4

低温で作成した Y 水素化物ナノコンタクトの電子輸送特性
九大院工 A

宮川一慶A , 高田弘樹 A , 山口大志 A , 六本木雅生 A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A

我々はこれまでに、低温でも金属への水素吸蔵が生じるのタクト部が水素化し絶縁体転移したことに起因していると考かを調べるため、金属ナノコンタクトを液体水素中（LH2）

えられる。本講演ではこれらの結果について報告する。[1]に浸した状態で点接合分光実験を行ってきた。これまでの実

K. Ienaga, et al, Appl. Phys. Lett. 106, 021605 (2015).

験から、T ¡ 20 K の低温でも、ナノコンタクト両端へ電圧を印加すれば水素吸蔵が誘起されることを明らかにし、低温下における金属水素化物の生成を実証している [1]。そこで我々は、水素化により金属-絶縁体転移が起きることが知られているイットリウム (Y) に着目した。本手法を用いて LH2
中で Y 水素化物を作成し、その低温における電子輸送特性の微視的観測を行った。図 1 は LH2 中の Y ナノコンタクト
両端に Vm

150 - 350 mV の電圧を印加した後で測定した

dI/dV 信号を比較したものである。まず Vm

150 mV では、他の金属ナノコンタクトでの dI/dV 信号と同様、上に凸の形状をしている。Vm

250 mV になるとゼロバイアス

がくぼみだし、電子状態が変化し始めていると思われる。より変化が現れるか調べるため、さらに Vm

350 mV を印加すると、信号が V 字型へと変化する。この変化は、コン

B-5

液体水素中に浸した Mg の点接合分光実験
九大工 A , 九大院工 B , 金沢大教育 C

六本木雅生A , 宮川一慶 B , 山口大志 B , 辻井宏之 C , 稲垣祐次 B , 河

江達也 B

我々は液体水素中に浸した金属ナノコンタクトの非弾性号に｜ V ｜≧ 20mV で真空中では現れなかったスパイク状

電子分光実験を行い、電気伝導特性の変化を観測することのピークが現れることが分かった。これらの傾向は他の金により低温における金属内部への水素の吸蔵・拡散過程を研属を用いた同様の測定においても観測されているため、水素究している。これまでの実験より水素が吸蔵されることにが Mg 内部に侵入したことに起因するものと考えられる。当よる金属ナノコンタクトのフォノンスペクトルの変化に注日はこれらの信号の振る舞いについてより詳細に報告する。

目することで、金属内部での水素の挙動を追跡することが[1]K. Ienaga, et al, Appl. Phys. Lett. 106, 021605 (2015)

可能であることがわかった [1]。

そこで今回は代表的な水

dI/dV(G0)トを液体水素中に晒すことで低温でのマグネシウム内部へ

d2I/d2V(G0/V)

素吸蔵金属の１つであるマグネシウム (Mg) のナノコンタクの水素吸蔵を試み、微分伝導度スペクトルの変化からその過程を追跡した。図 1・2 は T〜15K における真空中及び液体水素中で測定した場合の信号を比較したものである。真
空中での信号に比べ液体水素中での信号は dI/dV 信号がブロード化していること、さらに液体水素中での d2I/dV2 信

図1. T ~ 15Kで真空中及び液体水素中におけるMgナノコンタクトのdI/dV信号15

図2. T ~ 15Kで真空中及び液体水素中におけるMgナノコンタクトのd2I/d2V信号

B-6

プラスチックターゲットを用いた炭素系薄膜のプラズマ成長
九州工業大学工学部総合システム工学科 A , 九州工業大学工学研究院 B

岩永

泰輔A , 山元

隆嗣 A , 孫勇B
最近、ナノ炭素系材料の研究が盛んになっている。その作製方法の中にはマグネトロンプラズマスパッタリング法は利便性からよく使われている。しかし、固形炭素材料をターゲットとするこの方法では、ターゲットの利用効率や薄膜の成長速度などにおいて更なる改善が期待されている。本研究では、成膜速度改善の立場から炭素系有機物のプラズマ蒸発効果を利用し、黒鉛ター
ゲットの表面に炭素系有機材料を載せ、薄膜の成長速度や膜質の評価を行い、プラズマ蒸発効果を調べた。前回の塩化ビニル実
験の結果を踏まえ、ポリプロピレンについて研究した。薄膜の成長にマグネトロン型高周波 Ar プラズマスパッタリング装置を用いた。ターゲットと基板間の距離は 50mm、ターゲットの直径は 75mm であった。黒鉛ターゲットの上にポリプロピレンの破片を載せ、破片の質量を事前に計測した。rf パワーを 100W、基板温度を 200 210 ℃に固定し、スパッタガス圧を 6Pa〜

10Pa の間に変化させ 40 50 分間薄膜を成長させた。赤外線と可視光吸収の測定に対応し、Si(001) と溶融石英の基板を用いた。
200 ℃の基板温度で得られた薄膜はアモルファス的で C の含有量は O の約百倍であることが分かった。また、膜の成長速度は
6Pa〜10Pa の圧力範囲で約 1.5〜2.0nm/min であった。更に、薄膜は半導体であり、ほぼ透明でエネルギーバンドギャップは
3.2〜3.4eV の範囲にあった。薄膜の成長速度は黒鉛ターゲットのみの場合と比べると改善されたことは確認された。

B-7

酸素制御した Ca2 RuO4+δ 単結晶の電気二重層トランジスタの実験
久留米工業大学工学部 A

古賀悠A , 中島弘樹 A , 小倉弘幹 A , 酒見龍裕 A , 井野明洋 A , 中村文彦 A

我々は，モット絶縁体 Ca2 RuO4 が，40 V/cm の電場印加で構造変化を伴って金属化し，また，電場印加下で一度金属化すると電流を流し続けることで，金属状態を低温まで維持できることを発見した。これらの実験は単結晶試料に金蒸着した電極から直接電場を印加したが，電場印加と同時に電流も誘起されるため，電場誘起相転移が，電場と電流のどちら

図1 電気⼆重層トランジスタ概念図の効果なのか判別できない。そこで本研究では，電気二重層
トランジスタ (図 1) を作製し、イオン液体で電場を印加（電3V

荷を高濃度に注入）した効果を調べる。この方法では試料に電流が流れないため，電流効果を検証できる。

3.5 V
4V

CRO 260 K
E // c

図 2 に，260 K での電場印加下での電気抵抗の時間依
存 性 を 示 す 。4 V ま で 印 加 電 圧 を 上 昇 さ せ る と 抵 抗 値 が
大 き く 減 少 し た 。約 10 時 間 電 圧 を 4 V 印 加 し 続 け る ことで，抵抗値は 30% 以上減少した。さらに，電圧を 4 V
から徐々に 0 V まで下げると元の抵抗値に戻る。これらの こ と か ら ，こ の 抵 抗 減 少 は 表 面 電 荷 の 効 果 で は 説 明 でき な い ほ ど 大 き く ，酸 素 放 出 な ど の 化 学 反 応 の よ う な 不

図2 CROでの電場印加中の電気抵抗 時間依存性

可逆効果ではない，CRO の本質的な変化だと考えられる。

16

B-8

酸素制御した Ca2 RuO4+δ 単結晶の物性
久留米工業大学工学部 A

中島弘樹A , 古賀悠 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，わずかな外場で金属転移し，様々な新奇量子現象を示す．これまでの研究は，化学量論的酸素量の単結晶を用いて行われてきた．しかし，わずかな酸素量の違いが物性に及ぼす影響は未だ分っていない．我々の以前の研究では，酸素欠損を導入した Ca2 RuO4+δ 単結晶は FZ 法で育成困難であったが，過剰酸素を導入した単結晶は育成可能である．本講演では，酸素分圧を調整し育成した単結晶，過剰酸素を持つ多結晶と化学量論的組成の単結晶の物性を調べた．

Ca2 RuO4+δ 単結晶は，FZ 法で育成した．化学量論的単結晶は１０気圧の雰囲気ガスの酸素分圧を１気圧で育成することで得られる．これを５気圧まで高めることで単結晶への過剰酸素導入を目指した．また，空気中で焼結した多結晶体も作成し，各種物性量の比較を行った．その結果，熱重量（TG/DTA）分析から過剰酸素量 δ ，Ｘ線回折実験により c 軸長，比熱から金属-絶縁体転移温度 TMI を求めた．その結果，多結晶体では δ ∼ 0.2，c ∼11.9578 Å，TMI ∼330 K，酸素 5 気圧育成の単結晶（酸素過剰）で δ ∼0.07，c ∼ 11.9578 Å，TMI ∼365 K，酸素 1 気圧育成の単結晶で δ ∼0 , c ∼ 11.9145 Å，TMI ∼360 K であることが分った．この様に，単結晶にも過剰酸素導入可能だが，多結晶体ほどの過剰酸素導入は困難である．

B-9

YBCO 超伝導薄膜およびセラミクスの弱磁場下磁束グラス相
九工大工 A , 徳島大理工 B , 京都工繊大工芸 C

浦本翔吾A , 出口博之 A , 美藤正樹 A , 堀出朋哉 A , 松本要 A ,久田旭彦 B , 小山晋之 B , 萩原亮 C

YBa2 Cu3 O7−δ (YBCO) のセラミクス試料および非超伝セラミクスの磁場依存はカイラルグラス転移のそれと類似，導体 BaHfO3 ナノロッドの磁束ピニングセンターを導入した

YBCO 多層薄膜ではスピングラス転移の AT-line 磁場依存に

YBCO の単層および多層薄膜試料について低磁場下における近い．発表では YBCO セラミクス，YBCO 多層薄膜および磁気グラス特性を研究している. その結果, 様々な共通した磁単層膜における磁束グラス相の特性について比較検討を行う．

気特性を示すことが明らかになった. しかし,YBCO セラミク

200

スはジョセフソン接合のネットワーク系とみなせ, カイラルグ

H [Oe]

ラス相の存在が予想されるのに対し,YBCO 薄膜はジョセフ
ソン接合は存在せず, ナノロッドに磁束がピン止めされた磁束系と考えられる. この二つの系における磁気グラス特性の相違

100
Tm''
T3ωL
T3ωU

を調べた．f = 1 Hz，hac = 0.1 Oe において交流磁化測定を行ったところ，グラス転移を特徴づける線形磁化 (Tm′′ ) および0

非線形磁化のピーク (T3 ω L , T3 ω U ) が両者ともに観測され

40

50

60
85
T [K]

86

87

た．図 1 に YBCO セラミクス及び薄膜のグラス転移温度の磁図 1. YBCO セラミクス(左)及び多層薄膜(右)のグラス転移の磁場依存

場依存を示す.YBCO セラミクスでは上に凸，YBCO 多層薄膜
では下に凸の磁場依存を示し，かなり異なっている．YBCO

17

B-10

Lieb 格子上におけるフラットバンド bcs 超伝導の理論
福岡大学大学院 A

寺本圭志A

電子系の多体問題において、バンド構造は非常に重要な役割を担っている。中でもフラットバンドを持つような系では、フラットバンド強磁性に知られるような特異な性質が現れる。フラットバンドにより誘起される特異な現象の一つとして、フラットバ
ンド誘起の BSC 高温超伝導状態が提唱されている [1]。本研究では、Lieb 格子に斥力相互作用を入れ、その影響を考察する。
更に、平均場近似により、フラットバンド誘起の超伝導が出現する可能性を模索する。

[1] S. Miyahara, S. Kusuta, and N. Furukawa, Physcia C 460-462, 1145 (2007).

B-11

3He-4He 混合ガスからの 3He ガス精製技術の開発
九大院工 A , 九大工 B

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

ヘリウムの同位体である 3He の重要性は年々大きくなっため、試作装置は混合ガスを液化後に、T ＜ 1K の環境でている。例えば、量子計算を実施する際には、波動関数の位3He を蒸発排気できるようになっている。試作装置を用いて相情報が熱擾乱により消失しないよう極低温環境が不可欠

3He、4He の濃度比が 74.2 ％：25.8 ％の混合ガスから 3Heとなるため、極低温生成用に多量の 3He ガスが必要となる。

を精製した。この結果、3He を 97.5 ％程度まで精製できる

つまり量子計算機の研究発展には 3He は不可欠となる。他

ことがわかったが、わずかに 4He の混入も見られた。これにも、高感度の中性子検出器として使用されるなど、他元素

は、4He フィルムフローによる影響と考えられ、さらなる装では代替できない重要な特性を持つ。しかし、現在 3He ガ

置改良が必要であることがわかった。講演では、異なる濃度

スの入手が非常に困難な状況にあり、低温物理や量子工学のガスの精製結果も含め、詳細について報告する予定である。

の発展に対して大きな障害となっている。今回我々は、希釈冷凍機の冷媒として使用されてきた 3He ガスの再利用に注目した。希釈冷凍機は装置により必要なガス量が異なるとともに、以前は 3He が安価だったことあり、多くの大学などで 3He-4He 混合ガスの状態で放置されている可能性がある。そこで本研究は 3He と 4He の蒸気圧差を利用して、3He を高純度ガスとして再資源化する装置を試作した。図に示すように、3He と 4He の蒸気圧の差は低温になるにしたがい急激に増大する。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。この蒸気圧差を利用する

18

B-12

パラジウム水素化物 PdH0.6 における水素拡散現象
九工大工 A , 九工大院工 B , 九大WPI-I2CNERC

福山智也A , 北村雄一郎 B , 美藤正樹 B , 堀田善治 B ,Kaveh EdalatiC

PdHx は x > 0.8 で超伝導を示すことが古くから知られてPdH0.6 における水素拡散現象を、磁気測定と構造解析の両面いるが、最近の High−T c 超伝導体の水素化物の相次ぐ発見で追跡したので報告する。大気暴露直後とその一か月後の磁によって、その重要性が再認識されている。一方、金属材料研

気測定の結果を図１に示す。時間経過に伴い、磁化が増加し究の分野では、水素電池や構造材料として側面から微細組織ていることから、PdH から Pd の変化を観測できる。

材を利用した水素吸蔵材料の研究が盛んである。この PdHx

6 10-5を大気雰囲気中に置くと、それは水素拡散系の研究対象にな

大気暴露一ヶ月後

Magnetization (emu)る。PdH は非磁性体であるのに対し、Pd は常磁性体である。つまり、磁気測定を通じて、PdH から Pd の変化を追跡できる。構造解析が構造周期性を有する部分の情報を反映する

H=20 Oe
4 10-5ZFC

3 10-5

2 10-5FC

1 10-5ZFCのに対し、磁気測定ではその制約が無く、拡散現象に対する

0
0

50

100

150

200

Temperature (K)

追跡分解能は高い。

図1 PdH0.6材の磁化の温度依存性

本研究では、高圧加工材への水素吸着によって作製した

B-13

大気暴露直後FC

5 10-5水素濃度の異なる PdHx の超伝導特性に関する研究
九大院工 A

廣田壮平A , 司文 A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A

PdHx は水素濃度 x (x = H/Pd) が約 0.75 以上で超伝導転移を示す．転移温度 Tc は x に依存して上昇し，x = 1 で約 10 Kに達する．加えて逆同位体効果や臨界磁場の直線的な温度依存性など従来型の超伝導とは異なる振る舞いが報告されている．以
上の報告は 1970 年代に集中的になされ，以後，今日に至るまで目立った報告例はなく，上記の興味深い現象の本質は未解決のままである． 研究が停滞している要因の一つに試料作成の困難さがある．室温で均一且つ高濃度水素試料を作成するには高圧
水素ガスが必要不可欠であるが，その為の環境を整備することは容易ではない．この他，低温での電解チャージやプロトン注入などによる方法があるが，不均一性の問題や正確な吸蔵量の同定，その場観察の困難さを伴う． パラジウム金属への水素吸蔵
過程は発熱反応であり，従来から低温吸蔵の有用性は認識されていたが，最近，1 気圧でも低温であれば高水素濃度試料が得られることが秋葉らによって報告された (1)．彼らは 210 K で x = 0.829 の試料を作成し，比熱測定を通じて源を議論している．

50 K 異常 の起そこで我々は秋葉らの報告を参考に 200K で水素吸蔵を実施し，PdH0.82 及び PdD0.79 の作製，超伝導転移の観測に成功した (2)．今回，更に低い 150 K と 120 K で水素吸蔵を定量的に行い，x = 0.87 と 0.91 の試料を得た．その場冷却した後の低温磁化から見積もられた体積分率はほぼ 1 で均一試料が出来ていること，Tc は従来の x 依存性とほぼ一致す
ることが確認された．一方で，それぞれの試料に対する Tc の磁場依存性や M ‒ H 曲線から得られる温度―磁場相図は過去の報告と異なり，典型的な第 2 種超伝導体の振る舞いを示していることなども明らかになった．講演では，上述の結果を含めた詳細について報告する．(1) H. Akiba, et al., Phys. Rev. B 92, 064202 (2015) (2) Y. Inagaki, et al., J. Phys. Soc. Jpn. 87,

123701 (2018)

19

B-14

超伝導ナノコンタクトの水素吸蔵・吸着による電気伝導特性の変化
九大院工 A , 金沢大 B

山口大志A , 宮川一慶 A , 六本木雅生 A , 辻井宏之 B , 稲垣祐次 A , 河江達也 A

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

我々は金属内への水素の吸蔵・拡散現象を、金属試料の電子輸送特性変化という観点から解明するため、液体水素中に金属ナノコンタクトを浸して点接合分光を通して調べている。これまでの実験より、金属コンタクトに電圧を印加す
ると金属内への水素吸蔵が誘起され、その過程を微分伝導測定を用いて、観察できることを明らかにしている [1]。しかし、この手法では分光測定に必要な電圧でも吸蔵が誘起されるため、今回は水素吸蔵をより高精度に観測することを目的に、超伝導ナノコンタクトを用いた実験を行った。図 1
は、水素吸着した Nb ナノコンタクトに電圧 Vm を印加後に測定した dI/dV スペクトルである。ナノコンタクトに水素が吸着すると超伝導ギャップ内に複数の鋭いピークが観測されている。これらのピークは温度等を変化しても、エネルギーシフトは見られない。電圧 Vm を徐々に上げて行き 50 mV 以上印加すると、超伝導ギャップ 2 Δ（図中矢印）が低エネルギー側へシフトする。これは水素がコンタクト内に侵入したことに起因すると考えられる。本講演ではこれら結果の詳細を報告する。[1] K. Ienaga, H. Takata,

B-15

MoReN 薄膜の作製と評価
熊大自然 A , 産総研 B , 九大理 C , 熊大理 D

武田寛喜A , 澤田元気 A , 溝上裕也 A , 牧瀬圭正 B , 篠崎文重 C ,市川聡夫 D
薄膜や細線化した低次元超伝導デバイスの評価方法を開発するために、超伝導薄膜の諸特性を定量的に調べている。これまで研究を行っていた MoRe に続き、今回は N2 ガスを導入して作製した MoReN 薄膜に対して、超伝導ー絶縁体転移 (S-I) 転移の臨界面抵抗 Rc 、臨界温度 Tc などの超伝導パラメータを求めた。窒素の導入は Rc 上昇と酸化防止を狙いとしている。試料は質量比 75:25 の MoRe をターゲットに RF スパッタリング装置を用いて作製した。スパッタガスには Ar、N2 ガスの混合ガスを用
い、全ガスに対する N2 ガスの流量比 Q(N2 ) やスパッタ時間の調整により膜厚も変化させた。温度範囲 2K ∼ 300K、磁場-7T∼ 7T の範囲において抵抗や Hall 抵抗、臨界磁場を測定した。測定の結果、膜厚が小さく N2 ガス流量比が多いものほど Tc は低く、室温での面抵抗 Rsq は大きかったため、Q(N2 ) に対する Tc や Rsq の変化量は薄い膜ほど大きく、窒素による乱れの影
響の膜厚依存性を調べる必要がある。Finkel stein 理論式によるフィッティングから MoReN 薄膜の Rc は約 1.7k Ωとなっており、窒素導入により MoRe の約 1.5k Ωに比べ若干大きくなっているが、量子抵抗 (6.45k Ω) の 1/4 程度である。拡散係数やコヒーレンス長などのパラメータへの影響は見られなかった。EPMA による組成分析を行った結果、薄膜に窒素の組成は確認できた。しかし、同時に酸素も検出されたため、これが酸化によるものか基板から検出されたものかはさらに検証する必要がある。引き続き超伝導デバイス評価方法の開発のため、作製条件を変えての試料作製を行い、幅広いデータの収集が必要である。

20

B-16

面平行強磁場中の準 1 次元超伝導体における FFLO 状態に対するフェルミ面効果
崇城大総合教育 A , 広大院先端 B

板橋克美A , 嶋原浩 B

面内磁場中の準 1 次元有機超伝導体 (TMTSF)2 ClO4 において，FFLO 状態を示唆する実験結果が報告されている．特に，Yonezawa らによれば，超伝導オンセット温度の面内磁場角度依存性 Tconset (ϕ) において，強磁場中で主軸がシフトすることが観測され，FFLO 状態が出現していることが示唆されている [1]．ここで，ϕ は結晶軸 a と磁場の方向 H との間の角度である．
この主軸の変化が FFLO 状態によるものであるとすれば，強磁場中の主軸はフェルミ面のネスティング効果（フェルミ面効果と呼ぶ）によって決定されていると考えられる．さらに，この物質では，軌道磁性効果が無視できないため，q ∥ H が成り立つと考えられる [2，3]．ここで，q はクーパー対の有限な重心運動量である．従って，実験において H の方向を変化させること
は，FFLO 状態を仮定すれば，q の方向を変化させることであると考えられる．我々は，これらの考察に基づき，FFLO 状態の安定性の面内磁場角度依存性を調べている．これまでに，特定の方向において，FFLO 状態が極端に安定となることを示しており，現実的なパラメーターにおいて，実験結果をおおむね再現できている [4]．また，幅広いパラメーター領域での FFLO 状態が安定となる方向とフェルミ面の構造との相関についても調べた．講演では，これらの内容について詳しく発表する．

[1] S. Yonezawa, et al ., Phys. Rev. Lett. 100, 117002 (2008)[2] L. W. Gruenberg and L. Gunther, Phys. Rev. Lett. 16, 996 (1996).
[3] H. Shimahara and D. Rainer, J. Phys. Soc. Jpn. 66, 3591 (1997).
[4] K. Itahashi and H. Shimahara, J. Phys. Soc. Jpn. 87, 083701 (2018).

B-17

XAFS による TlGaTe2 熱電材料の局所原子配列の研究
熊本大理 A , 熊本大院先端 B , 富山大理 C

皆川雄大A , 細川伸也 B , 池本弘之 C

2

TlMX2 (M = In,Ga, X = S,Se,Te) は、熱起電力が極めて大きいが、適当に良い電気伝導度を保つため、熱電材料として十分な機能を持つ物質群である。そのうちの TlGaTe2 は

1

TlInSe2 とともに MX4 が作る結晶枠の間に Tl が鎖状に配置

でコメンシュレートーインコメンシュレート転移を起こす。
これまでわれわれは TlInSe2 について XAFS によってその原子間距離とそのゆらぎを詳細に調べ、相転移による原子構
造の特徴的な変化を見出した [1]。今回は同様の実験を、Tl

LIII、Ga K および Te K 吸収端付近で行った。図は得られた|F(r)| (Arb. units)

している。この物質が持つ特異な電気的性質は、その Tl 鎖の構造に大きく依存する。すなわち、その位置はおよそ 100K

XAFS 振動をフーリエ変換して求めた—F(r)—を示す。講演

0
5
Ga K
0
1

では、詳しいデータ解析の結果を示す。

[1] Phys.

Tl LIII

Status Solidi A 215, 1700416 (2018).

0
0.1

21

Te K
0.2

0.3
0.4
r (nm)

0.5

0.6

B-18

ZrTe3 の電荷密度波が示す電気的性質
佐賀大理工 A , 日大理工 B , 東理大理 C

藤本裕二A , 真木一 A , 出村郷志 B , 坂田英明 C

ZrTe3 は、63 K でパイエルス転移を起こし、電荷密度波

ドープで抑制される様子が分かる。当日は、b 軸方向の結（CDW）状態へと転移する。 CDW 転移においてはコーン

果や非線形性を調べた実験結果と共に、詳細を報告したい。

∗

異常が観測されており、回折実験からは（0.07a , 0, 0.33c∗）のスポットが生じることが報告されている。さらに温度を1

ρa(T)/ρa(290K)

下げると、2K以下の温度で、今度は超伝導状態へと転移す
る。CDWと超伝導が共存する物質は他にも多く知られるが、ZrTe3 においても、その機構は明らかになっていない。特に CDW は非常に長周期で、鎖方向である b 軸には成分をもたないことが特徴であり、そのような CDW がどのように安定化しているかに興味がもたれる。我々は、 Te サイト

0.8
0.6
0.4

ZrTe 3-xSex

0.2
0
0

を同原子価の Se で置換すると、 CDW が抑制されていく

x=0
x=0.04

100

200

300

T(K)

ことに注目し、その電気的性質の推移を調べることにした。
図は、 ZrTe3 と、 Se を 4% 混入した試料の a 軸方向の電気抵抗率の温度依存性である。 CDW 転移に伴う異常が Se

B-19

CrAlGe の輸送特性
鹿児島大理工 A , 鹿児島大教セ B

白濱透A , 恩田圭二朗 A , 増満勇人 A , 小山圭一 A , 藤井伸平 A , 三井好古 A , 伊藤昌和 B

Cr 基三元化合物 CrAlGe は斜方晶 TiSi2 型構造を取り、V 置換系では強磁性リエントラントスピングラスの存在をキュリー温度 T c = 80 K 飽和磁化 M s = 0.45 μ B/f.u.

示唆している。講演では比熱、熱 伝導率、ゼーベック係数を持つ弱い遍歴電子強磁性体であることが報告さ れているについても報告する．1)S.Yoshinaga et al:Phys Pro V,75

1)．一方で，交流磁化率の詳細な解析から， T c で見られ918-925(2015) 2)M.U.Khan et al:Phys Rev,1,034402(2017)

る磁化異常の原 因は，長距離秩序を持たない強磁性クラス
ターグラスによる可能性が最近指摘さ れた 2)．前回，我々は比熱をはじめとする熱測定の結果から，この系の磁化で見られるグラス 的な振る舞いは，クラスターグラスではな
く，むしろ単純なスピングラスであること を指摘した．今回、CrAlGe のスピングラスにおける置換効果を調べるた
め、 Cr0.95 T 0.05AlGe ( T :3d 遷移金属) の熱特性を調べた。図-1 に Cr0.95V0.05AlGe の電気抵抗 率，ρ，の温度依存性の測定結果を示す。CrAlGe のρでは，異常は確認できなかったが， Cr0.95V0.05AlGe では T = 90 K で強磁性転移に起因すると思われるキンクが現れている。つま り

22

B-20

CuCr2Te4 の輸送特性
鹿児島大学理工 A , 鹿児島大学教セ B ,L

今村有助A , 鹿島頌太 A , 伊藤昌和 B

化学 式 AB2X4(AB:遷移金属、X:カルコ ゲン) で表 さ れ

ることがわかる。講演では、この系の熱伝導率、ゼーベッ

るカルコゲナイドスピネルは、さまざまな 物理的性質を

ク係数についても議論する。[1]Takeshi Suzuyaama et al.

示すことで興味が持たれており，古くから研究されている

Journal of Solid State Chemistry 179 (2006) 140 ‒ 144系である。これまでこの系における研究の殆どは，酸化物系あるいは硫化物系について行われており、テルル化物につい てはあまり調べられてこなかった. テルル化スピネル

CuCr2Te4 はキュリー温度、TC= 326 K の強磁性体であることが報告されているが、熱・電気輸送特性は調べられていない [1] 今回我々は，CuCr2Te4 の熱・電気輸送特性を調べたので報告する。Cu 基カルコゲナイドピネル では、

B サイトのイオンが +3 価と +4 価で存在する、原子価混合状態にあるものも多く、原子価 混合状態が系の輸送特性に与える影響についても興味の持たれるところである。図-1 に CuCr2Te4 の電気抵抗率の温度依存性を示す。全温度域で，∂ρ/∂ T¿0 で定義される、金属的な振る舞 いをす

B-21

CuIrRhS の輸送特性
鹿児島大学 理工 A , 鹿児島大学

共セ B

鹿島頌太A , 今村有助 A , 伊藤昌和 B

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しており，電気抵抗率が 5 桁程度増加していることがわか見られる構造であり、AB2X4 という組成 式で表すことがる. 発表 では，この系の熱伝導率，ゼーベック係数の温度できる。A,B サイトには遷移金属が、X サイトには酸素や依存性についても議論する. 1)H. Kang et al., Journal of

硫黄などのカルコゲンが入 る。AX4 で四面体、BX4 で八Alloys and Compounds 267 1-5 (1998) 2)M. Tachibana面体構造を作り、磁性における幾何学的フラストレーショ,Solidンを持つことで も知られている. また B サイトの形式価
数は +3.5 価となり，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 CuIr2S4 は TMI ≃ 230 K で電荷秩序化に よる金属-絶縁体転移を示すことが知られている.(1) また結晶構造は立方晶 (高温相) から斜方晶 (低温相) へ変化する。
一方，CuRh2S4 は Tc ≃ 4.7 K の超伝導体である.(2) 今
回、CuIr2S4 の Ir サイトに Rh をドープした試料の輸送特性を調べたので報告する。図-1 に CuIr1.9Rh0.1S4 の電気抵抗率の温度依存性を示す.TMI は 190 K まで減少するものの，明確なヒステリシ スを伴う，金属-絶縁体転移を示

23

State

Communications

152

849-851(2012)

会場 C
領域 7, 10, 11

C-1

電場印加その場 STEM 法によるイオン分極の直接観察に向けた検討
九州大学工学府 A

宮内隆輝A , 佐藤幸生 A , 藤中翔太 A , 寺西亮 A , 金子賢治 A

電圧の印加により電荷を蓄えられる物質を誘電体と呼び、その性能の指標となる誘電率は電圧印加による陽イオンおよび陰イオ
ンの相対変位（イオン分極）に起因する。イオン分極の直接観察を行うために、現在、我々は電場印加その場走査透過型電子顕微鏡（STEM）法による原子位置の精密同定技術を構築している。しかし、我々が過去に行った SrTiO3 結晶における測定では単位格子中の Ti イオン位置に最大約 20 pm の誤差があり (1)、測定精度の向上が必要である。誤差の要因としては、電子線走査の局所歪み、晶帯軸からの試料傾斜などがあり、各要因の影響を理解することが精度改善につながると考えられる。そこで本研究では、電場印加その場 STEM 観察によるイオン位置の測定誤差を再度測定し、電子線走査の局所歪みと試料傾斜による影響を検討することを目的とした。SrTiO3 単結晶を試料として電場印加その場 STEM 観察を行った。球面収差補正走査透過型
電子顕微鏡および電圧印加二軸傾斜試料ホルダーを用い、0 kV/cm, ± 7.4 kV/cm の条件で同一視野から STEM 像を撮影した。像中の Sr および Ti イオンの位置をガウシアン・フィッティングで同定した。7.4 kV/cm の電場下で得られた STEM 像から得られたイオン変位量は 9 割以上の Ti イオンが約 12 pm 以内の誤差を示した。試料傾斜と電子線の局所歪みの影響について考慮した結果、試料傾斜は方向の揃った誤差を与え、電子線の局所歪みは方向のばらついた誤差を与えることが考えられた。

(1) Y. Sato et al., Appl. Phys. Lett. 111, 2017, 062904

24

C-2

水熱合成法による Hf1-xZrxO2 ナノ粒子の作製
九州大学大学院工学研究院材料工学部門 A

藤元このみA , 佐藤幸生 A , 寺西亮 A , 金子賢治 A

各種電子デバイスの小型化の要求に伴い、近年、誘電体ナノ材料の研究開発が進められている。しかしながら、現在強誘電体として最も広汎に利用されている BaTiO3 には結晶子サイズの低下に伴い誘電特性が低下するサイズ効果があり、ナノ材料の開発を進める上での大きな障害となっている。一方、従来は強誘電性を示さない化合物とされてきた HfO2 の薄膜が Zr や Si 等の元素を添加することで強誘電性を発現することが近年報告され (1-2)、膜厚が薄くなるにつれて強誘電性が向上することが明らかとなった (3)。このことは小型化を進める上において有利な特徴であると考えられる。これまで、HfO2 系材料における強誘電性の発現は薄膜においてのみ報告されているが、ナノ粒子においても強誘電性の発現が期待される。そこで本研究では、Zrを固溶した HfO2（以下、Hf1-xZrxO2 と呼称する）のナノ粒子を合成し、その構造解析を行った。

出発原料として HfCl4,

ZrCl4 の粉末を用い、160 ℃、24 時間の条件で水熱合成法により Hf1-xZrxO2（x = 0, 0.42, 0.63）ナノ粒子を合成した。作製した粉末試料に対して、X 線回折 (XRD) 測定（(株)Rigaku 製 RINT-2200）、透過型電子顕微鏡 (TEM) 観察（(株) 日本電子
製 JEM-ARM200F）、エネルギー分散型 X 線分光 (EDS) 測定を行った。XRD による結晶構造解析の結果、Zr の添加量に依らずいずれの試料も単斜晶相の蛍石型構造を有する単相試料であった。また、TEM 像から、作成されたナノ粒子は尖った形状をしていることが分かった。各試料の平均径は Zr 添加量が増えるにつれて大きくなる傾向にあることが分かった。また、EDS
測定から粒子内で Hf および Zr が均一に固溶していることが明らかとなった。
【参考文献】(1) T. S. B ö scke et al., Appl. Phys. Lett., 99 (2011) 102903 (2) J. M ü ller et al., Nano Lett., 12(2012) 4318 (3) M. H. Park et al., Appl. Phys. Lett., 102 (2013) 242905 【謝辞】 本研究の一部は科学研究費補助金挑戦
的研究（萌芽）（課題番号：18K18952）の支援の下で行われました。また、実験の一部は九州大学超顕微解析研究センターにて行いました。感謝申し上げます。

C-3

Graphene/LiNbO3 界面における弾性表面波伝搬特性
九州工業大学大学院 A , 九州工業大学 B

衛藤大地A , 吉村匠平 A , 前川創 B , 孫勇 A,B

近年、数原子層グラフェン膜は電子及び光学デバイスの材料として注目されている。しかし、このような薄い材料は単独使用できず支持基板が必要である。また、多くの場合、グラフェン膜と支持基板との間には主にファンデルワールス力が働いており、その界面での機械的な相互作用、つまり静摩擦や動摩擦などはグラフェン膜の電気的特性に強い影響を与えると報告されている[1]。本研究では、弾性表面波（SAW）デバイスの表面に異なる層数のグラフェン膜を作製し、伝搬表面波特性の温度依存性を測定してグラフェン膜/基板の界面の機械的特性を評価した。圧電結晶として 128° Y-X LiNbO3 結晶を用い、SAW の基本周
波数を 50MHz とした。また、グラフェンの堆積には結晶性がなく、層間には異分子の混入も予想される。更に、SAW デバイ
スのサイズは 10mm × 30mm × 0.5mm で、入出力電極間に作製された 1〜5 層グラフェン膜のサイズは 10mm × 10mm であった。超高真空中で試料における SAW の中心周波数を 280〜320K の温度範囲で測定した。1〜5 層グラフェン膜/LiNbO3の SAW 中心周波数の温度依存性において、3 と 5 層試料の中心周波数が 290 305K で急激に変化することが確認できた。しかし、1 と 4 層試料では目立った変化はなかった。実験結果から、グラフェン膜/LiNbO3 界面の機械的な相互作用は、グラフェ
ン膜作製時の温度、両物質の熱膨張係数や両物質間の摩擦力等に関係していることが推測される。また、層数によってグラ
フェン膜自身の熱膨張係数は正〜負の間で変化することも考えられる。[1] Y. Sun, K. Kirimoto, H. Kamada, K. Onishi, D.

Etoh, S. Yoshimura, and S. Kanemitsu, AIP Advances 9, 025316 (1-10) (2019).

25

C-4

α-(BEDT − TTF)2 I3 の電子比熱についての理論研究
熊本大学教育 A , 兵庫県立大学物質理学 B

築出啓太A , 岸木敬太 A , 長谷川泰正 B

二次元有機導体 α-(BEDT-TTF)2 I3 ではグラフェンと同様に「質量のないディラック電子系」の存在が知られている [1]. ただ
し, グラフェンとは異なりディラックコーンは傾いている. α-(BEDT-TTF)2 I3 はバルク結晶なので, グラフェンよりも比熱の測定が容易である.15kbar の静水圧力下で α-(BEDT-TTF)2 I3 の電子比熱測定が行われている [2]. 電子比熱の温度依存は T 1.8と T 2 に近い値であり, ディラックコーンの存在を裏付けるような結果であった.
拡張ヒュッケル法で得られる飛び移り積分 [3] に基づく内挿関数によって, 一軸（y 軸) 圧力下の α-(BEDT-TTF)2 I3 のエネ
ルギーバンドが調べられている. 圧力を大きくしていくとディラック点が移動し, 39.15kbar において 2 つのディラック点は結合する. このとき, ky 方向の分散は線形のままであるが, kx 方向の分散には線形依存がなくなり二次の波数依存になる [4]. この状態はセミディラックと呼ばれている. 状態密度のエネルギー依存は√ϵ に比例するので [5], 電子比熱などの物理量もディラッ

ク電子系とは異なる温度依存になると考えられる.
本研究では, 圧力を変化させ (39.15kbar,35.0kbar,20.0kbar), α-(BEDT-TTF)2 I3 の電子比熱を計算した. ディラックからセ
ミディラックに移り変わる場合, 電子比熱がどのように変化するのかを調べた. 我々の計算結果が, 実験により確かめられることが期待される.
参考文献[1] K. Kajita, Y. Nishio, N. Tajima, Y. Suzumura and A. Kobayashi, J. Phys. Soc. Jpn. 83, 072002 (2014).
[2] T. Konoike ,M.sato ,and N.Nagaosa, Journal of the Physical Society of Japan 81 No.4, 043601 (2012).
[3] R. Kondo, S. Kagoshima, and J. Harada, Rev. Sci. Instrum. 76, 093902 (2005).
[4] Y. Suzumura, Takao Morinari,and Frederic Piéchon, J. Phys. Soc. Jpn. 82, 023708 (2013).
[5] Y. Hasegawa ,R.Konno,H.Nakano,and M.Kohmoto, Phys. Rec. B 74, 033413 (2006).

C-5

有機ディラック電子系の α-(BEDT-TTF)2 I3 の圧力下のバンド構造
熊本大学教育 A , 兵庫県立大学物質理学 B

今福晴仁A , 岸木敬太 A , 長谷川泰正 B

二次元有機導体の α − (BEDT − TTF)2 I3 [1] は，一軸 (y 軸) 圧力下での拡張ヒュッケル法で得られる飛び移り積分 [2] に基づく内挿関数を使って，二つの線形のバンドが一点で接していることが示されている [3]. これは, グラフェンと同様に，

α − (BEDT − TTF)2 I3 が質量のないディラック電子系であることを意味する. しかしながら，α − (BEDT − TTF)2 I3 では,
ディラックコーンは傾いている．バンド構造の圧力変化を詳細に調べることで，ディラックコーンの傾きが過傾斜から傾斜に変化し，2.3kbar では臨界的な傾きになり，3/4 ディラックコーンという新しい分散になっていることを見つけている [4]．3/4
ディラックコーンでは三方向の分散が線形であり，一方向の分散が二次曲線である．
本研究では，一軸 (x 軸) 圧力下および，y 軸と x 軸の両圧力下での α − (BEDT − TTF)2 I3 のディラックコーンの分散と傾きを詳細に調べる．x 軸圧力下での計算には拡張ヒュッケル法による飛び移り積分の値 [2] に基づいた関数を使用する．
結果として，x 軸に 14.6kbar の圧力を加えた時，3/4 ディラックコーンが実現していることを見つけた．さらに，ディラッ
クコーンの傾斜の種類（過傾斜，傾斜，臨界的な傾斜）と分散に関して，x 軸と y 軸の両圧力下に関する相図を作成した．
参考文献[1] K. Kajita, Y. Nishio, N. Tajima, Y. Suzumura and A. Kobayashi, J. Phys. Soc. Jpn. 83, 072002 (2014).
[2] R. Kondo, S. Kagoshima, and J. Harada, Rev. Sci. Instrum. 76, 093902 (2005).
[3] S. Katayama, A. Kobayashi and Y. Suzumura, J. Phys. Soc. Jpn. 75, 054705 (2006).
[4] K. Kishigi, and Y. Hasegawa, Phys. Rev. B 96, 085430 (2017).

26

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
佐大医 A

富永広貴A

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
レーションを行った。運動方程式は, 次式のようにパラメータ 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た物である。

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。
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ても, 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, 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ではないかと考えられる。

[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

流動状態における粉粒体の粘性
九大理物 A

河本彩帆A , 稲垣紫緒 A

粉粒体の特徴的な現象の 1 つに、「ブラジルナッツ効果」

定した。発表では各ガラスビーズの粘性と振動数の関係にと 呼 ば れ る サ イ ズ 分 離 現 象 が あ る 。サ イ ズ の 違 う 粒 子 を

つ い て 報 告 し た い 。[1] A.P.J Breu, H.-M. Ensner, C.A.

容器に入れて振ると、大きな粒子が上部に集まってくる現

Kruelle, and I. Rehberg Phys.Rev.Lett.90,014302(2003)

象だ。粒子の大きさや密度の比によって、大きい粒子が底

16
①

14

イズ分離自体が起こらなかったりするが、最終的にどの状態を取るかを決める明確な基準はまだない。[1]

我々は、

②

粉粒体のサイズ分離現象に粉粒体の粘性が関係あるので③はないかと考え、サイズの異なるガラスビーズの粘度を測

粘性η[Pa・s]のほうに沈む「逆ブラジルナッツ効果」が起こったり、サ

12
10
8

6
4
2
0
0

定した。ガラスビーズを直径４ cm の円筒容器に入れ、鉛

50

100

150

振動数ｆ[Hz]
図１ セットアップ図
加振器(③)で振動させた対象(②)
を粘度計(①)で測定している。

直方向に加振して流動状態にし、粘度計を用いて粘度を測

27

図２ 流動状態におけるガラスビーズ(粒径0.4㎜)の粘度の加振振動数
依存性

C-8

回転円筒容器内における粉粒体のゆっくりとした対流現象について
九大理物 A

黒河俊介A , 内海脩帆 A , 稲垣紫緒 A

円筒容器内に 2 種類の粒子を混合して入れ、円筒容器を
水 平 に し て 軸 を 中 心 に 回 転 さ せ た と き 、軸 方 向 に 内 部 の粒 子 が 相 分 離 し 縞 模 様 の バ ン ド が 形 成 さ れ る 。こ の バ ン
ドは内部に封入される粒子の充填率によって振る舞いを変える。充填率が 100% に近いときには円筒容器の中央付
近 か ら バ ン ド が 湧 き 出 し 、容 器 の 端 に 進 行 し て い く 現 象
が継続的に繰り返される。[1] このとき、バンドが定常的に 一 方 向 に 動 く の は 、軸 方 向 へ 巨 視 的 対 流 に 駆 動 さ れ ているのではないかと考えた。この巨視的対流が、サイズ分
離を伴わずに生じるかどうかを検証するために、2 重円筒
容器に、単種の粒子を複数色に着色して縞状になるよう封入して回転させ (図 1)、円筒容器の回転中の表面の様子、
および回転後の内部構造を観察することで、この対流を評
価した。

C-9

[1]S.Inagaki,et.al Phys.Rev.E.91,010201(2015)

二分散粉体ガスのクラスタリング現象
九大理物 A

益永真聡A , 稲垣紫緒 A

一定の高さを持った壁で 2 つのセルに区画化された容器
内に粉粒体を入れ、鉛直方向に振動を加えることを考える。
振動の強さや粒子の大きさ、数といった条件を調節すると、粒子が片方のセルでクラスターを形成する現象が観察される。これは、粒子間の衝突が非弾性であるために、粒子の多いセルではより大きなエネルギーが失われ、濃度の濃い領
域はより濃く、希薄な領域はより希薄になるためである。これは「粉粒体のマクスウェルの悪魔」と呼ばれている [1]。2種類の粒子を用いた場合、一定の条件下においてクラスタ
リングが起こるセルが周期的に入れ替わる「粉体時計」と呼ばれる現象が起こることも知られている [2][3]。本発表は、容器のセル数を 24 にまで増やして、様々な条件下での粒子の振る舞いについての実験結果について報告する。[1] Jens

Eggers Phys. Rev. Lett. 83.5322 [2] Rene Mikkelsen, Devaraj van der Meer, Ko van der Weele, and Detlef Lohse
Phys. Rev. Lett. 89.214301 [3] Devaraj van der Meer,Ko van der Weele, and Detlef Lohse JSTAT(2004) P04004

28

C-10

4 次元保存力学系におけるカオス拡散
福岡県立大学人間社会学部 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保存力学系となる。低次元保存力学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。
保存力学系において、カオスが発生する場合の相空間は、一般に規則的な運動をする領域である「トーラスの島」と不規則的な運動をする領域である「カオスの海」から構成される。保存力学系におけるカオス拡散では、相空間上のカオスの海の領域内で通常拡散や異常拡散が発生することが知られている。
講演では、代表的な保存力学系の 2 次元の標準写像 [2] と標準写像を結合した 4 次元の Froeschlé 写像における相空間内でのカオス軌道の拡散 [3] の性質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).

C-11

1 次元 S=1 ボンド交代次近接量子スピン系の相転移
九大理 A

藤村啓A , 野村清英 A

1 次元 S = 1 ボンド交代次近接量子スピン系

phase boundary0.3

H(α, δ, L) =L (∑1 + δ (−1)

i

)

0.25
(Si Si+1 + αSi Si+2 )

0.2

delta

i=1

において、周期的境界条件 (PBC) と z 軸ひねり境界条件(TBC) を用い、数値対角化からエネルギーを計算した。また

0.15
0.1
0.05

そこからレベルスペクトルスコピーを行い、パラメータ (α, δ)

0

に対する

0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8• (α, δ) 相境界図
• 相転移のユニバーサリティクラス

を求めた。

29

alpha

C-12

Majumdar-Ghosh モデル近傍におけるエネルギーギャップの解析と整合・非整合波数
九大理 A

加峰悠貴A , 野村清英 A

L=20

本研究では近接相互作用、次近接相互作用をもつ、周期的境界条件を課した S = 1/2 の J1 -J2 モデル

Ĥ = J1∑L

j=1 Sj · Sj+1 + J2

0.006

∑L

j=1 Sj · Sj+2

0.004
0.002

デル）で厳密解が存在するが、本研究では Majumdar-GhoshΔEを扱う。このモデルは J2 /J1 = 1/2（Majumdar-Ghosh モ

0モデル近傍で、波数の異なる基底状態どうしのエネルギー-0.002

ギャップを数値対角化法を用いて求めた。次に求めたエネル-0.004

ギーギャップの零点を解析し、零点の振る舞いを整合・非整-0.006

合波数と関連づけ、その妥当性を評価した。

0.48

0.5

0.54

0.56

0.58

0.6

J2/J1

T.Murashima and K.Nomura,Phys.Rev.B73,214431(2006)

C-13

0.52

一次元 S=1 量子スピン系における DT モデルの SU(3) 対称性
九大理 A

益子通生流A , 野村清英 A , 守屋俊志 A

2017 年に王・桂らの研究グループが、一次元 S=1 量子

SU(3) 対称な点は BKT-like な相転移点であると結論づけた。

スピン系における Dimer-Trimer(DT) モデルを提案した。
本研究ではハミルトニアンに関して厳密対角化を実行し、SU(3) 対 称 な 点 近 傍 に お い て の 相 転 移 現 象 を 議 論 す る ことが目的である。その結果、SU(3) 対称な点において系はスケーリング次元 x=2/3、セントラルチャージ c=2 の共Marginally
relevant形場理論に従うことが分かった。さらに SU(3) 対称な点近傍を調べると、SU(3) 対称な点を境にして、スケーリン
グ変数が有意な変数から有意でない変数に変化している
こ と が わ か っ た 。以 上 の 結 果 か ら 、我 々 は DT モ デ ル の

30

Marginallyirrelevant

C-14

ひねり境界条件を用いたイジングユニバーサリティの相転移の数値的計算
九州大学 A

守屋俊志A , 野村清英 A

0.5

移点を計算する手法として、z 軸ひねり境界条件と y 軸ひね

0.4

り境界条件を使った方法を提案する。Dimer 相と Neel 相で0.3

2 つの境界条件でのエネルギーが逆転することを用いて相転0.2

移点を計算する。S=1/2 ボンド交代 XXZ 鎖に本研究の方法0.1を適応し、数値計算を行った。このモデルは 3 重臨界点を持0δ

本研究では量子スピンモデルの Ising universality の相転

Neel

-0.1

ち、その付近では複数の相転移点が非常に近くなるため相関-0.2

距離が増大する。そのため数値計算において有限サイズ補正

Dimer2-0.3の影響が大きくでてくる。それに対し本研究の方法では、用-0.4

いる 2 つのひねり境界条件が 3 重臨界点上では等価となるこ-0.5とを用いて、有限サイズ補正の影響を抑制することができる。

C-15

Dimer1

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5

5

Δ

量子スピン系における磁化率の異常性と共形場の対応
九大院理 A

相場信孝A , 野村清英 A

量子スピン系においてエネルギーギャップはその有無によ∆ = 1/2 において超対称性と対応すると明らかになった。こり系の挙動を変化させるという点で重要である。エネルギー

れらのことは、A による観測の方が相転移に関する異常性をギャップの有無を確認する際に、磁化–磁場曲線を用いるこ

より容易に確認でき、超対称性が現れるかどうかの判別にもとが一般的である。しかし、磁化曲線ではエネルギーギャッ

有効であると示す。

プの有無を判別しにくいことがある。これに対し、Nakano、[1]H.Nakano,T.Sakai,J.Phys.:Conf.Series 868,012006(2017)

Sakai[1] は磁化率を導入することでエネルギーギャップを判別できると報告した。この報告で、磁化 0 付近の磁化率は相転移に関する異常性-発散-を持つことを確認した。
この先行研究を受け、本研究では S = 1/2、1 次元 XXZ モ
デルでの磁化率 χ とエネルギーの 4 階微分 A について数値
対角化を用いて調べる。用いたハミルトニアンは下記に示す。

Ĥ =

∑N

y y
y
x x
z z
x
z
j=1 (Ŝj Ŝj+1 + Ŝj Ŝj+1 + ∆Ŝj Ŝj+1 ), Ŝj , Ŝj , Ŝj , ∆ はぞれぞれ x, y, z 方向のスピン演算子、異方性パラメータとする。その結果、先行研究と同様に 1 次元系においても χ とA の異常性を確認した。そして、χ より A の方が強い異常性が現れると新たに明らかになった。加えて、4 階微分 A は

31

C-16

1 次元非対称排除過程の待ち時間分布
佐賀大学 A

日永田泰啓A

1 次元完全非対称排除過程 ( Totally Asymmetric Simple

でマークした位置の○印の場合) jump に成功する。成功・失Exclusion Process 略して TASEP ) と呼ばれる模型があ敗に関わらず新たな「ランダムな WT」が各粒子に与えられ、る。これは 1 次元格子上の粒子たちが (全粒子に共通の) 進行

その WT が経過すると各粒子は jump を試みる。このよう方向の隣接格子に jump を試みる事を繰り返す模型である。

な jump を試みる事を繰り返す模型である。

より詳細は以下の通りである：

上述のように、各粒子はランダムに与えられた待ち時間

図は、TASEP の、ある時刻での状態である。図の正方形、(WT) が経過すると jump しようとするが、jump 先に別の○印は、それぞれ格子、粒子を表しており、矢印は「(全粒子粒子が居れば jump を中止する。これ故に、各粒子が実際にに共通の) 進行方向」を表している。各格子は粒子を 1 個ま「経験する」「jump する (jump できる) までの待ち時間の分で収容できる。各粒子たちにはそれぞれランダムな待ち時間布」(経験待ち時間分布 (EWTD)) は、上記の WTD と一般(WT) が与えられる。これらの WT は、予め定められた待に同じではない。

ち時間分布 (WTD) に従ってランダムに定められる。各粒子

以上の EWTD について調べた事を発表する。

たちは、それぞれに与えられた WT が経過すると、(図の場合) 右隣の格子への jump を試みる。右隣の格子に既に粒子が居る場合 (たとえば図の六角形でマークした位置の○印の場合) は jump に失敗し、そうでなければ (たとえば図の星形

C-17

エンタングルメント・エントロピーの時間発展
福岡工大情報工 A

神園弘大A , 丸山勲 A

近年注目を浴びているエンタングルメントダイナミクス [1]だし，断熱極限 T = ∞ は，各時刻 τ におけるハミルトニア

について，今回，自由電子系を分断する光格子の時間変形を想ン H(τ ) を厳密対角化することで S(τ ) を求め，T = 1 とし定して数値計算した．時刻 τ におけるハミルトニアン H(τ )て図示した．結果として断熱極限に向かって徐々にエンタン

は，初期ハミルトニアン H0 から最終ハミルトニアン H1 へ

グルメント・エントロピーが滑らかに減少していることが分と時間変化させ，

かった．また T = 10000 において，他の T と比較してエン{(1 − Tτ )H0 + Tτ H1
H1(τ < T )(τ ≥ T )∑L (α) †とし，自由電子の強束縛模型を用いて，Hα = x=1 tx (cx+1 ·H(τ ) =

タングルメント・エントロピー減少時に振動を伴っていることが分かった．

I. Pitsios,et.al.,Nature Comm,

8,1569 (2017)

(α)
(α)
(α)
cx + c†x · c†x+1 ) + µx c†x · cx とする．パラメタ tx , µx は，

S(τ)
1.4

想定したレーザーを用いて作られる光格子ポテンシャル上に

1.2

T=10

Rb 原子をトラップさせ，最近接サイト間のホッピングとオン

1.0

T=100

サイトエネルギーから計算した．

0.8

T=1000

初期時刻 τ = 0 における N 粒子状態 |ΨN ⟩ を初期ハミル
トニアン H0 を厳密対角化して求め，時間依存シュレディン
ガー方程式を鈴木トロッター分解により解くことで時刻 τ に

T=10000

0.6

T=100000

0.4

T=∞

0.2
0.5

おける状態 |ΨN (τ )⟩ を求め, システムを半分にした際のエンタングルメント・エントロピー S(τ ) を計算した（図 1）．た

32

1.0

1.5

2.0

τ/T

C-18

ボナボーモデルにおける足跡の効果
九州工業大学大学院 情報工学研究院 A

大澤智興A[序論] 階層構造は、人間や社会性動物にみられる。このような階層構造の自己組織化モデルに Bonabeau モデル [1] がある。このモデルは、周期的境界条件の 2 次元正方格子平面内をランダムウォークするエージェントが用いられてきており、エージェン
ト間の競争の結果として、少数勝者と多数の敗者が出現し階層構造が形成される。

[モデル] 本研究では、2 次元上エージェントの運動性に非等方的な効果を調べるために、動的フロアフィールド (DFF)[2] を導入した。これによりエージェント間に足跡の追跡、忌避する効果が導入できる。具体的には、エージェント密度 ρ と DFF のパラメタである足跡の拡散の程度を示す α と、足跡の分解の程度を示す δ を変化させるだけでなく、さらに足跡への追従と回避も考慮するために、Kd を大小正負の場合も計算した。

[結果と考察] 種々のパラメタ (α,δ,Kd) の組み合わせで秩序変数 σ 2 のエージェント密度 ρ と緩和パラメー タ µ の比 µρ 依存性を調べた。エージェントがより集合しやすいパラメタの組み合わせでは、より小さい µρ で、σ 2 の急激な変化がみられた。逆に、エージェントが集合しにくいパラメタの組み合わせでは、より大きい µρ で、σ 2 の急激な変化がみられた。σ 2 の相転移点
は、平均場近似から ρ = µ2 に存在することが報告されている [3]。そこで、計算結果からエージェントの衝突頻度から実効エー
ジェント密度 ρ∗ を求め、秩序変数の上下端の平均に対応する µ∗ を求めた。次に、ρ = µ2 と種々のパラメタの組み合わせの数
値計算結果である (µ∗ , ρ∗ ) を重ねて表示すると、この線 (ρ = µ2 ) の近傍に、(µ∗ , ρ∗ ) が集中した。これは、文献 [3-5] などと一貫性のある結果である。したがって、DFF は実効エージェント密度を変化させる効果があることが分かった。

[文献] [1] E.Bonabeau, G.Theraulaz, J.-L. Deneubourg, Phys. A 217(1995)373. [2] A.Kirchner, K. Nishinari, A.
Schadschneider, Phys. Rev. E 67(2003)056122. [3] T.Okubo, T.Odagaki, Phys. Rev. E 76(2007)036105. [4] R.Fujie,
T.Odagaki, J. Stat. Mech.(2011)P06011. [5] R.Fujie, T.Odagaki, J. Phys. Soc. Jpn.80(2011)124802.

C-19

惑星軌道と電子軌道
日本文理大学 A , 日本文理大学工学部機械電気工学科 B

竹本義夫A , 島元世秀 B(1) (Maxwell 方程式による) 運動方程式 C0 はエネルギーの定数、C は面積速度として、
R0
電子の主方程式は ( dr )2 = ( C0 e r )2 − ( C )2 − 1, R = keQ = 2.81795 × 10−15 m.

0
dcτ
c
cr
me c 2keQ
GM
ここで、R0 = me c2 を MG = c2 (シュバルトシルト半径) に替えると、
MG
dr 2
C 2
惑星の主方程式は ( dcτ) = ( Cc0 e r )2 − ( cr
) − 1, MG = GM
c2 = 1476.68m となる。

(2) 水星軌道 (近日点移動) 楕円軌道とすると、√
dr
軌道方程式は dθ
=

dr
e

−

MG
r dΦ

= −r

2
2
C02 −c2 2
4C02 −2c2
2 8C0 −2c ))r − (1 − MGC 2 r + MG (
C2
C2
10

5.5460540066287445×10
これを解いて r = 1+0.2056307973976857
sin(0.999999920122028θ)(3) 光軌道 (重力での屈曲) R⊙ = 6.955 × 108 m の位置を光が通過するとき、√
dr2 8 ) である。
= MdrG
軌道方程式は dθ= −r R12 r2 + MG ( R42 )r − (1 − MG
R2
e−

r

dΦ

⊙
14

⊙

⊙

1.64021×10
これを解いて r = 1+235662 sin(0.999999999981994θ)*詳しくはhttp://www.nbu.ac.jp/∼shimamoto/genko.html

33

となる。

C-20

逆二乗 + 逆三乗の具現化＝圧力としての近日点移動、主量子数 1 以外は偶数＝
長崎県立島原翔南高等学校 A

山本文隆A

Ｂ
Ｓ
逆二乗＋逆三乗の中心力加速度（Ａ＝―（１＋―））で起きる運動を軌道式（極形式）ｒ２ｒＲＲｒ＝――――――――（ｋ＝―――）という美しい式で表せる。この式はｋ＝１－ｅｃｏｓｋθ
Ｒ＋Ｓ
１で円錐曲線（ｅ＝０：円、０＜ｅ＜１：楕円、ｅ＝１：放物線、１＜ｅ：双曲線）とな
で表すとり、逆二乗（Ｓ＝０）をその中に含む。またｋ≒１で近日点移動、ｋが２以上の整数で多角星(仮称)を示す。ベルトランの定理からベキ数以外の力は否定されてはいるが、近日点移動においては重力を圧力とし、またプランク長さ等を格子とする光速調和振動を仮定することで、密度差が付随し、一般相対性理論と全く同じ結果を得る。密度差は
ρ０６ＧＭ
ρ ０ ＧＭ
６ＧＭ ＧＭ
ＧＭ
６Ｇ ２Ｍ ２― ＝ｅｘｐ(―――)、加速度Ａ＝―・―――＝ｅｘｐ(―――)――
≒――＋
――――
ρ
Ｃ ２ｒ
ρ
ｒ２
Ｃ ２ｒ ｒ ２
ｒ２
Ｃ ２ｒ ３
また多角星はドブロイ波に似る。量子力学との対応原理をもとに多角星と方位量子軌道形の一部を比較すると（図１）ｋを主量子数ｎと捉えるとき、最外殻ｓ軌道はｎ＝１、ｐ軌道はｎ＝２、ｄ軌道はｎ＝４、ｆ軌道はｎ＝６に対応する。１以外の奇数が抜けるが、多角星では逆方向（１８０°）に電子がないと不安定と考えられ、波動方程式では非共有電子対の安定性（スピン量子数±）が対応する。次に原子の大きさの水素原子変換を図２に示す。ｒ Ｎ ｖ Ｎ ＝ｒ ＨＮ ｖ ＨＮ（面積速度一定、ｒ ＨＮ ：水素軌道半径、ｖ ＨＮ ：軌道速度）＝一定、Ｎ原子番号とすると、電気力遠心力の釣り合いからＮｋｅ ２ ＝ｒ Ｎｖ Ｎ２＝(ｒ ＨＮ／Ｎ)(Ｎｖ ＨＮ ) ２ 、従ってｒ ＨＮ ＝Ｎｒ Ｎ ＝原子番号×各原子半径 となる。図２を見るとそれが、周期ごとにほぼ同じ値を持ち、およそ１周期１００、２周期４００，３周期１６００、４周期
３６００（×１０ －１２ ｍ）と読めないか。ボーアは角運動量の整数倍として主量子数を決めたが、このとき

ｋｅ ２＝ｒ ｎ ｖ ｎ ２＝ｎ ２ Ｒ（Ｕ／ｎ） ２ （Ｒ：ボーア半径、Ｕ：ボーア速度(＝光速×微細構造定数。仮称)）よりｒ ｎ ＝ｎ ２ Ｒ であり、図２からｎはｎ＝１、２、４、６と１以外偶数で変化していることになる。また確かめのために描かせた水素波動方
程式の距離関係式の極大値もそうなることが読み取れる。これまでの主量子数あらため、
主量子数ｎ＝１；方位量子数ℓ＝０（ｓ軌道）、ｎ＝２；２ℓ＝～±２（ｐ軌道）、ｎ＝４；２ℓ＝～±４（ｄ軌道）、ｎ＝６；２ℓ＝～±６（ｆ軌道）、と置き直されるべきではないか。
図１方位
量子数
軌道と、
多角星
の比較

図２

水 素原 子変換 (原 子半径×原子番 号) の原子 の大きさ

図３

波動方程式、水素原子

Ｒ ｎ０（ｒ）（ｓ軌道）

未入力

34

会場 D
領域 12

D-4

動的差分顕微鏡法を用いたコロイド分散系のダイナミクス解析
九大理 A , 九大院理 B

田旗栄太A , 木村康之 B

近年、顕微鏡画像の時間・空間揺らぎから動的光散乱と同様のソフトマター流体のダイナミクスに関する情報を得ることが可能な動的差分顕微鏡 (Diﬀerential Dynamic Microscopy: DDM) が用いられ、さまざまな系に適用されている [1]。
DDM では異なる時間で撮影された画像の差のフーリエ変換
像から散乱波数 q 、時間差 t における中間散乱関数 f (q, t) を得ることができる。本研究では DDM をさまざまなソフトマ
ター流体に適用し、そのダイナミクスに関して得られた情報を議論する。その 1 例として図 1 にコロイド分散系に対して得られたさまざまな時間差 t における差分フーリエ変換画像
強度の散乱波数 q 依存性を示す。この強度分布から、各 q に対して図 2 のような f (q, t) の時間依存性を得ることができる。コロイド分散系では f の時間減衰は粒子の拡散に起因しており、時間軸を tq 2 とスケールすることで種々の q に対する f が重なることがわかる。また、その時間減衰率から粒子の拡散定数を得ることができる。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。

[1] R. Cerbino1 and V. Trappe, Phys. Rev. Lett. 100,
188102 (2008).

35

D-5

ホログラフィック顕微鏡を用いた多粒子 3 次元追跡
九大理 A , 九大院理 B

満生明輝A , 池田豊和 B , 木村康之 B

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。粒子にコリメートされたレーザー光を照射して得られる散乱光と直接光の干渉パターン (ホログラム) 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 Rayleigh-Sommerfeld

back-propagation(RS 法) と呼ぶ [1]。本研究では光源にレー
ザーではなく赤色 LED を用い、RS 法によって複数の粒子の
図 1:ホログラムから再構築された３次元光場

3 次元位置を同時追跡した。
図１は 7 個のポリスチレン粒子 (粒径 1.9µm）のホログラ
ムから再構築された 3 次元光場を、図２は粒子の軌跡を示す。
本方法の特徴として、粒子のホログラム像が重なっていてもその３次元位置を推定可能な点がある。発表ではより高濃度な系に適用した結果も報告する予定である。

[1]S.-H.Lee and D.G.Grier, Opt.Express 15 ,1505 (2007).

図 2:7 粒子の 3 次元軌跡の例

D-6

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
九州大学理学部物理学科 A , 九州大学大学院理学研究院 B

私たちの身の回りに存在するソフトマターは、メソスケール(nm〜µ m) の要素で構成されるために、外力の印加により多彩な流動挙動を示す。剛体球コロイドの濃厚懸濁液は、こうした非線形流動のメカニズムを調べるための最も単純なモデル系である。従来レオメータ―を用いて巨視的な応答が観測されてきたが、マクロな流動挙動は、構成要素である粒子同士の相互作用とダイナミックスにより決定される。そこで本研
究では、基本構成粒子の力学応答と外場に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、揺らぎと輸送特性を観測した(図１)。ストークス関係式から求めた周囲媒質の局所粘性は、強い非ニュートン性を示し、粒子に加える牽引力が増加するにつれ顕著に減少した (thinning： 図 2）。ガラス転移近傍のコ
ロイド懸濁液は、わずかな内的・外的条件に対して流動挙動が大きく変化する。そこで本研究では、境界条件がコロイド懸濁液の局所的な降伏挙動へ与える影響も実験により検証した。

36

荊原佳祐A , 江藤高宏 B , 水野大介 B

D-7

外力誘起により流動す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研究院 A , 九州大学理学部物理学科 B

水野大介 A , 江藤高宏A , 荊原佳祐 B

私たちの身の回りに存在するソフトマターは、単純液体とイド粒子を接着させることで、試料表面でのスリップを除去は異なり外力の印加により、力学的性質が大きく変化して多し、良く定義されたずり場を試料に印加しつつ測定を実施し彩な流動挙動を示す。剛体球コロイドの濃厚懸濁液は、そのた。予備的な実験では、巨視的流動場の印加に伴い、個別粒

非線形流動のメカニズムを調べるための単純なモデル系であ子の線形応答にも流動性が生じている。その詳細は当日議論る。従来、マクロレオメーターを用いてマクロな系の平均的する。

な応答が広く研究されてきた。しかしながら、コロイド系の外力印加用レーザー

流動挙動は構成粒子の相互作用に由来するため、巨視的な流上部ピエゾステージ(ずり場印加)

動場中において微視的なレベルでの力学応答を観測することが、その非線形機構の理解に繋がる。

スライドガラス

そこで本研究では、コロイド懸濁液 (φ=0.57) にマクロなずり場を印加し、流動する懸濁液中の 1 粒子の応答を、光捕プローブ粒子コロイド粒子捉を用いた外力印加の下 (アクティブマイクロレオロジー) でカバーガラス

測定した。図 1 に示す通り、試料上面のピエゾを振動させて下部ピエゾステージ(粒子追随)

巨視的なずり流動場を印加しつつ、下部のピエゾをフィードバック制御に用いることで、プローブ粒子を光捕捉レーザー

対物レンズの焦点位置に維持した (図 1)。また、ガラス基板表面にコロD-8

図1:実験概念図

レーザー干渉法による粒子追跡の感度向上へ向けた、光てこの応用
九州大学理学部物理学科 A , 九州大学理学府物理学科 B , 九州大学理学研究院物理学部門 C

井口昇之A ,

三谷一晃 B , 水野大介 C

レーザー干渉法 (LI) は、急崚に収束させたレーザー光で捕捉した微粒子が形成する干渉パターンを後側焦点面で観測し、4分割
フォトダイオード

粒子位置を高い時空間分解能で追跡する技術である。例えば

後側焦点

微粒子の運動から周囲媒質の力学特性が求まり (マイクロレ
オロジー)、用いる粒子のサイズにより観測の空間スケールをレーザーの光路

平行化

自在に変えられる。しかし、粒径がレーザー波長を超えて大コンデンサーレンズ

きくなるにつれて、レーザーの回折角が小さくなるため、後側
粒子焦点面での検出感度が低下し LI での粒子追跡が困難となる。
光てこは、平行化させた検出レーザーの光路長を確保する

対物レンズ

ことで、僅かな回折角度に対応する読み取り変位を光学的に後側焦点増幅する手法である。本研究では、粒子をレンズとして用いて検出レーザーを平行化させることで LI に光てこを適用し、

光てこ

図1 後側焦点検出LI(左)と光てこを応用したLI(右)巨大粒子の変位計測の感度向上を試みた (図 1)。
表1後側焦点検出LIと光てこを応用したLIでの感度[10^6V/m]

従 来 の LI と 光 て こ を 用 い た LI の 感 度 を 比 較 し た
結 果 を 表 1 に 示 す 。100 μ m の 粒 子 で は 、光 て こ に
よ り 感 度 が 約 20 倍 向 上 す る 結 果 が 得 ら れ た 。こ のよ う に 、後 側 焦 点 検 出 に 替 わ り 、光 て こ を 応 用 し た

LI は 、粒 径 の 大 き な 粒 子 の 変 位 検 出 に 有 用 で あ る 。

37

D-9

生体高分子ゲルの局所力学応答
九州大学 A

水野大介 A , Francis van EsterikA , 本田菜月 A , 白木啓悟A

生体には、細胞骨格や細胞外繊維のように、曲げに対する復いることが分かった。

元力を示す生体高分子（ソフトマター）からなるネットワー

今回観測した細胞骨格の局所的力印加に対する非線形

クが存在し、細胞や組織に力学的な安定性を与えている。線

応力硬化現象は、スケーリング (無次元化) により、普遍形応答が保証された連続媒質中では、局所的な力印加に対す

曲 線 に 載 る こ と が 示 唆 さ れ て い る 。フ ィ ブ リ ン 分 子 の 性

る応答性が巨視的な力学特性も決定する。しかしながら生体質 を 幅 広 く 変 化 さ せ て 実 験 を 繰 り 返 す こ と で 、非 線 形 な

高分子は、分子モーターや細胞が生成する力に対して、非線力学応答に現れる普遍性とその限界について議論する。

形に応答するために、その集合体としてのネットワークにも100

複雑で多彩かつ予測不能な力学応答が現れる。

80

ンネットワークに、局所的な力を印加して、その力学応答を

60

G(0)

本研究では、血餅を固化させる生体高分子であるフィブリ観測した。フィブリンは緩衝液の塩濃度、pH 等によって、個別のフィラメントの力学パラメーター (曲げ弾性率、架橋密度

etc) を変化させる。フィブリンネットワーク中に分散させた

40
20

LATEX 粒子 (1 μ m) に光捕捉力を印加しつつ、レーザーイ

0

ンターフェロメトリー法を用いて、その揺らぎ応答を観測し

0

1

2

3

4

5

6

7

F(pN)

た。予備的な観測の結果、光捕捉力の印加とともに粒子の熱揺らぎは減少し、ネットワークに非線形な応力硬化が生じてD-10

光ノイズで誘起される液晶空間光変調器の確立共鳴現象
大分大 A , 別府短大 B

猪部篤矢A , 後藤善友 A,B , 小野澤晃 A , 長屋智之 A

確率共鳴現象とは、双安定条件下において周期をもった微ザー光に正弦的変調とノイズを加えた結果、光強度が明と小な信号にある最適な雑音 (ノイズ) を加えることで、それ

暗の 2 つの状態間を周期的に遷移する結果が得られ、確率まで隠れていた信号が顕在化するという現象である。本研

共鳴現象が確認できた。当日はこの研究の詳細を報告する。

究では、光の位相を制御する光アドレス型液晶空間光変調器 (SLM：Spatial Light Modulator) に光フィードバックを課した光学系（Fig.1）において確率共鳴を観測した。この

5

光強度

系では、SLM に入射する光の強度の増加時と減少時で液晶の傾き角に対応する信号にヒステリシスが観測されるため

4
3
2

1

(Fig.2)、安定な傾き角が二つある（双安定性）。この双安定

0.2

0.3

0.4

変調光強度

領域で確率共鳴現象の観測を行う。また、ノイズの種類によFig.1

る確率共鳴現象への影響を見るため、加えるノイズは二値
ノイズ (Dichotomous noise) とした。SLM に入射するレー

38

Fig.2

0.5

0.6

D-11

有色ノイズが MBBA 液晶の負の粘性発現に及ぼす効果
大分大 A , 別府短大 B , 北大院工 C

野中祐輝A , 氏家誠司 A , 津田洋介 A , 小野澤晃 A , 後藤善友 A,B , 長屋

智之 A , 小林史明 C , 折原宏 C
粘性とは流れに対する抵抗の大きさであり、一般的には正の値である。しかし、最近の研究で負の誘電異方性を持つ MBBA
液晶に高電圧の正弦波を印加した際の電気対流 (Electro Convection:EC) 発生時（乱流状態）では粘性率が大きく減少し、見かけ上の粘性が負になることが分かっている 1) 。見かけ上の粘性が負になると自発的に流れが生じるため，極めて簡単なモーターを作ることができる。しかし，現段階では，負の粘性発生には高電圧が必要なことから実用性が低い。
最近、九工大の許らは、適切な相関時間を持つ有色ノイズを交流電圧に加算すると EC 発現の閾値電圧を低下させることが可能である事を報告した 2) 。この研究結果から，我々は，適切な有色ノイズを交流電圧に加算すると，負の粘性発現に必要とされる正弦波の電圧が低下するのではないかと考えた。 そこで本研究では、負の粘性の発現電圧を低下させることを目的として，正弦波に有色ノイズを加算してレオメーターを用いて粘性測定を行った。詳細は当日発表する。

(1) H. Orihara, Y. Harada, F. Kobayashi, Y. Sasaki, S. Fujii, Y. Satou, Y. Goto, and T. Nagaya Phys. Rev. E 99,
012701(2019)(2) Jong-Hoon Huh and Shoichi Kai J. Phys. Soc. Jpn. 83, 063601 (2014)D-12

液晶電気対流によって誘起される MBBA 同族液晶の負の粘性
大分大 A , 別府短大 B , 北大院工 C

津田洋介A , 氏家誠司 A , 小野澤晃 A , 後藤善友 A,B , 長屋智之 A , 小林

史明 C , 折原宏 C

基本的に粘性率という物理量は正である。しかし、電気対

the presence of turbulence, PRE 99(2019)012701, [2] 日本流の存在下で、MBBA 液晶やその同族である EBBA の見か

物理学会 2019 秋季大会

けの粘性率は高電圧領域の中で負になることが報告されてい液晶のレオロジー

る [1,2]。これは，電場と配向場の相互作用によって負の電気!

的応力が生じ，その大きさが粘性に起因する応力よりも大き"!

3)210/.-,()+*)('

くなることが原因と考察されている [1]。今回、これらの同族液晶である PBBA と BBBA が負の粘性を発現するかを調べた。その結果、BBBA は、導電性不純物 TBAB を添加し、導電率を向上させると 140V 付近で負の粘性が発現する
ことがわかった。また、PBBA は導電性不純物を添加しないときに負の粘性を発現し、添加すると負の粘性を発現しな

12aK35 液晶電気対流下における&%)>;1:5:1,;?%@!.) 3!?A!.BC3#!
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くなることがわかった。これらの結果を詳細に報告する。[1]!

[1]H.Orihara et al., Negative viscosity of liquid crystal in

39

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D-13

液晶電気対流の高分子ネットワークによる影響
九大工 A

井福弘基A , 児島亮平 A , 岡部弘高 A , 河野真也 A , 原一広 A , 日高芳樹 A

ネマチック液晶に電圧を印加すると電気対流が生じる。プレーナー配向系では、電圧を上昇させていくと、様々な対流構造（パターン）を経て乱流へ至る。これをパターン遷移と呼ぶ。液晶電気対流は、対流パターンの観察が容易など実験上の様々なメリットがあるため、対流現象のモデルとしてよく用いられている。一方、液晶と高分子ネットワークに関する研究は「液晶/高分子複合体」として多くの応用研究が行われてきたが、液晶電気対流が高分子ネットワークによってどのような影響を受けるかについては研究がほとんど行われていない。また、高分子ネットワークは、多孔質媒質の一種とみなされる。多孔質媒質中の対流は、輸送現象の観点から工学的・科学的に重要であり、これまで多くの研究が行われてきたが、高分子ネットワークを用いた研究はこれまでに行われていない。本研究の目的は、液晶電気対流のパターン遷移が高分子ネットワークによってどのような影響を受けるのかを明らかにすることである。光重合によって高分子ネットワークを形成する光反応性モノマーを用い、その濃度を 0, 5, 10, 15, 20, 25% と変えてネマチック液晶と混合した液晶試料を用意した。それぞれの液晶試料に電圧を印加してパターン遷移の観察を行なった。

D-15

欠陥乱流における外力下の物質輸送
九大工 A

中垣陽介A , 岡部弘高 A , 河野真也 A , 原一広 A , 日高芳樹 A

水平配向系の液晶電気対流において、印加電圧を上昇させると、局所的な対流ロールを保ったまま常に揺らいだ状態が現れる（図 1）。この状態は、ロールの揺らぎによって生じた欠陥を含むため「欠陥乱流」と呼ばれる。欠陥乱流中の微粒子
は、ほとんどの時間で 1 つのロールにトラップされているが、ロールの揺らぎによる遥動力を受け、稀に隣のロールにホッピングする。これは、周期ポテンシャル中のホッピング拡散として表されることが明らかとなっている。本研究の目的は、微粒子に外力が加わった場合の拡散と伝導の性質を明らかにすることである。微粒子は、短時間では隣のロールにホッピングするが、長時間で見ると外力方向に伝導していく。本研
究では、重力を外力として用い、液晶セルを傾けることによって様々な大きさの外力に対する微粒子の運動を解析し、伝導度と拡散係数を求めることで輸送現象の特徴を明らかにする。
図1：欠陥乱流中の微粒子

40

D-16

局所力学量で視る液体の動力学
大分大院工 A

山田爽水A , 岩下拓哉 A

液体の構造と物性の関係性を明らかにすることは，統計物理学の重要な課題である．時々刻々と構造変化が繰り返される液体中の原子運動は，液体の粘度や電気伝導度を代表とする動的な輸送特性と密接に関わっている．しかしながら, 液体が持つ構造不規則性のために，その局所構造変化の明確な特定が困難であり, その実態が明らかではない．
そこで応力テンソルである局所的力学量から不規則構造内の時空間変化を特定し，液体の輸送特性の微視的起源を明らかにする事を本研究の目的とする. 本研究では, 液体金属の分子動力学シミュレーションを用いて，液体の局所力
学量や局所構造の時系列データの解析結果を報告する．詳細な局所構造変化を特定するために図のような液体のボロ
ノイ多面体解析から，液体の幾何学的構造データを取得した．また局所力学量パラメータ (局所圧力など) の時系列
データから局所構造の変化を特定し，構造変化の時間相関を計算することで局所構造変化と物性について議論する．

D-17

液体の局所粘度の空間相関
大分大院工 A古賀遼生A , 岩下拓哉 A

液体の粘度は高温領域において特徴的な温度依存性である ア レ ニ ウ ス 則 を 示 す.

こ れ は ，一 見 不 規 則 な 構 造 変 化に見える液体中にも，粘性緩和における熱活性化過程が存在していることを示唆している．しかし，粘性の微視的起源と局所構造との直接的な関係は未だに明らかではない．
我々は巨視的な応力は原子レベルの局所応力に分解する
ことができる点に着目し，不規則構造をもつ液体における原子レベルの局所応力緩和と局所構造の関係性について調べた．図は，分子動力学シミュレーションを用いて, 応
力の回転不変量である局所圧力と局所ミーゼス応力によって局所せん断応力の緩和時間がどのように変化するのかを示したものである．これら 2 つの応力不変量から原子あたりのせん断応力の緩和時間，つまり局所粘度を定義し，温度依存性や空間相関などの解析結果を報告予定である．

41

D-18

荷電コロイドの粘度と熱的活性過程の関係
大分大院工 A

山崎拓真A

電荷をもった微粒子が溶媒に分散した荷電コロイド分散系は，粒子間の静電相互作用のために粒子間に強い相関をもつ系である．さらに，少量の塩の添加や脱塩により剛体球的な挙動からガラス的な挙動までを制御することができる興味深い系である．
この現象の主な原因は，粒子間相互作用が塩によって大きく変化するためである．このような粒子間相互作用の変化の結果として、液体状態からガラス状態への転移を引き起こすことができ、ガラス転移現象を理解するための知見を十分に提供してくれることが期待できる.

また近年，液体金属において，高温液体で，粘性緩和を特徴付けるマクスウェル緩和時間と平均配位数が一つだけ変化する時間が等しくなることが見出され，微視的構造緩和と巨視的粘性緩和を結びつけることに成功した．これらの関係性の限界や材料普遍性を明らかにすることが未解決課題として残されている． 本講演では，荷電コロイドの分子動力学シ
ミュレーションを用い，応力緩和や粘度，局所構造緩和時間について議論する．また，液体金属で成り立つマクスウェルの緩和
時間と局所構造緩和時間が一致するのかどうかについて報告する予定である．ここで、荷電コロイドのモデルとして，粒子間ポテンシャルは YUKAWA ポテンシャルを用いた。

D-19

自由エネルギーランドスケープ理論によるエイジングの理解
科教総研・九大 A

小田垣孝A

エイジング [1,2] は、摂動に対する応答が、摂動が加えられた時刻から観測が開始されるまでの待ち時間

tw に依存する現象 [3] であり、過冷却液体などの遅い緩和の存在する非平衡系で見られる普遍的現象である。現在の所、分布関数の時間変化というぼんやりした考え方を超える理論はなく、エイジングの物理を明らかにすることおよびエイジングの解析から非平衡系の特徴を明らかにすることは、非平衡物理学の重要な課題となっている。本研究では、非平衡系の動的・熱力学的性質を統一的に説明する自由エネルギーランドスケープ (F EL) 理論 [4] に基づいて、温度変化に対する F EL の応答の遅れがエイジングとして発現するかことを明らかにする。F EL は温度に依存し、温度変化に対する応答には遅れが生じる。ここでは、時刻 t = 0 において温度を変化させたときの応答を待ち時間 tw 経過後から観測した物理量に着目し、その待ち時間依存性から、F EL に関する情報が求まることを示す。例として二準位モデルで記述される誘電緩和を考え、F EL の遅延のある応答が二準位間の遷移確率に時間依存性を生じるものとし、誘電分極および線形感受率の緩和が待ち時間にどのように依存するかを求める。時刻 t = 0 において温度を不連続的に上昇させたときの誘電分極 P (t) の t ≥ tw における緩和関数Φ (t, tw ) = P (t) − Pe q/P (tw ) − Pe qは、自明でない tw 依存性を示し、エイジング効果が見られる。その待ち時間依存性から F EL の緩和時間が決められることを示す。また、正弦的に振動する外部電場がある場合、温度を変化させた後の線形感受率は、時間に依存する。与えられた振動数に対する線形感受率の緩和関数∅χ (t, tw ) = χ (ω, t) − χ (ω, ∞)/χ (ω, tw ) − χ (ω, ∞) の tw 依存性 (t ≥ tw ) もエイジングを示す。このエイジングの待ち時間依存性も、分極の緩和関数と同様 F EL の応答の遅れで決まることを示す。

1)K.F ukaoandD.T ahara, P hys.Rev.E80, 051802(2009).2)T.Hecksher, N.B.Olsen, K.N issandJ.C.Dyre, J.Chem.P hys.133, 1745

L.Barrat, Eur.P hys.J.B13, 319(2000).4)T.Odagaki, J.P hys.Soc.Jpn.86, 082001(2017).

42

D-20

環状分子の固液転移
九州大学大学院理学府 A , 九州大学大学院理学府 B

固液転移において、分子の形状、つまり排除体積は固体の秩序構造や転移点を決める重要な役割を担っている。この観点から我々が注目したのが、円環状の分子である。円環状の分子は重心付近に体積を持たないため、円盤状の分子と比べて排除体積が小さい。このことが固液転移に及ぼす影響を調べるために、環状分子からなる単成分系の定圧冷却過程を、モンテカルロ法を用いて計算した。分子間にはたらく斥力相互作用として、円環分子の微小体積部分の間にソフトコア型の斥力を考えた。シミュレーションでは、

1 つの円環分子が 100 個の原子で構成されていると近似して計算した。

高温で見られる無秩序相と、低温で見られる 2 種類の秩序相に対して、分子の配向軸に関するネマチッ
クテンソルの最大固有値λ 1 を計算した (図 1)。さらに輪の中に他の輪が入り込んでいる対の個数を調べた (図 2)。

43

上戸美乃A , 松井淳 B

会場 E
素粒子論, 理論核物理, 宇宙線・宇宙物理領域

E-9

時空１６元数のディラック方程式ー電磁場及び重力場との相互作用ー
宮嶋学術財団 A

那須俊一郎A（１）日本文理大学の竹本義夫教授は「４元ベクトル積」を使って、電磁場には、スカラー電場Ｅｓが存在することを明らかにし、４元マクスウェル方程式の完全形を導いた。 （２）ロシアのＶ・ミロノフは「時空１６元数」を用いてクライン・ゴルドン方程式を導いているが、ベクトル部分に虚数が出て来る。これは、「４元ベクトル積」を使って計算すると解決する。さらに、後でディラック方程式を導くために、ミロノフの行列をディラックの行列で置きかえる。すなわち

e=ρ、a=σ （３）４元ポテンシャルＷが従うクライン・ゴルドン方程式は、特殊相対論で粒子が従うエネルギー・運動量の関係式を量子演算子で置きかえたものである。これを、時空１６元数を使って書き直すと、符号が対称的なディラック演算子の積で表せる。

（４）

片方のディラック演算子を４成分スピノルΨに作用させたのが時空１６元数のディラック方程式である。前回みたように、これは「カイラル表示」になっている。
えられる。

（５）電磁場との相互作用項は、通常どうり、このディラック方程式の「運動項」に加（６）重力場との相互作用項は、意見が分かれるところではあるが、日本大学の藤田丈久氏が提唱している通り、

ニュートンの重力ポテンシャルとして、このディラック方程式の「質量項」に加えられると考える。 （７）参考文献 ①日本
大学

藤田丈久著

「新しい重力理論」（ネット論文）

②東洋大学

44

手塚洋一著

「Ｄｉｒａｃ方程式のポテンシャル問題」

E-11

ガウス展開法による nn Λの共鳴状態の研究
九大院理 A , 理研 B

宮本亮祐A , 肥山詠美子 A,B2013 年に GSI の実験によって nnΛ の三体系が nnΛ のしきい値より下にある、つまり束縛状態が存在すると報告された [1]。
その実験を受けて、様々な理論計算が行われた。その結果、束縛状態が存在するということは困難であると述べられている[2-4]。ある理論計算は束縛状態は存在しないが共鳴状態として存在する可能性があると指摘している [5]。現在、nnΛ の再実験
が JLAB 実験施設で昨年行われ、現在解析中である。このような状況下で我々は nnΛ の三体系の共鳴状態に着目し、その構造研究を行う。nn 相互作用は minnesota と AV8 を用いた nΛ 相互作用は 3Λ H に合わせたものを用いる。共鳴状態を得るための計算法である複素座標回転法を用いる。その計算結果を報告する。

参考文献[1] C. Rappold et al., Phys. Rev. C 88, 041001(R) (2013).
[2] H. Garcilazo and A. Valcarce, Phys. Rev. C 89, 057001 (2014).
[3] E. Hiyama, S. Ohnishi, B. F. Gibson, and Th. A. Rijken, Phys. Rev. C 89, 061302(R) (2014).
[4] A. Gal and H. Garcilazo, Phys. Lett. B 736, 93 (2014).
[5] I. R. Afnan and B. F. Gibson, Phys. Rev. C 92, 054608 (2015).

E-12

Infrared renormalon in SU(N) QCD(adj.) on R3 × S 1 (I)九州大学 理 A , 九州大学 理 B , 九州大学 理 C , 九州大学 理 D , 九州大学 理 E

芦江誠大A , 鈴木博 B , 高浦

大雅 C , 竹内健悟 D , 森川億人 E
場の量子論で行われる物理量の計算には摂動級数展開がしばしば用いられる。ところが展開係数が展開次数の階乗に比例する
ような場合に、この級数の和が発散してしまい摂動論による評価に不定性が残ることがある。このような不定性のうち、特に赤外リノーマロンと呼ばれるものはバイオンという古典解に由来する不定性と互いに打ち消しあうことで解消されると予想されている。バイオンは空間一方向が S 1 コンパクト化された時空上で存在しているが、一方でコンパクト化されたときのリノーマロンについて最近の 2 次元時空での議論では予想に反する結果が得られている。
本研究では R3 × S 1 にコンパクト化された時空において、アジョイントフェルミオンを含む SU (N ) ゲージ理論で赤外リノー
マロンを議論している。今回の講演ではそのリノーマロンの不定性をみる準備として、ラージ β0 近似に基づいて 1 ループの有効作用を計算しゲージ場のプロパゲーターの量子補正を提示する。

45

E-13

Infrared renormalon in SU(N) QCD(adj.) on R3 × S 1 (II)九大理 A

芦江誠大 A , 森川億人 A , 鈴木博 A , 高浦大雅 A , 竹内健悟A

場の量子論では厳密に解ける問題は少ないので、結合定数 λ のべき級数展開をする摂動論が有用である。ある種のファインマ
ン図では、展開係数が摂動次数の階乗に比例しており、その和は無限大に発散してしまうことが分かっている。このような摂動級数にボレル変換を行うと正の実軸上に特異点を持つことがあり、それを特に赤外リノマロンと呼ぶ。この赤外リノマロンによって、実数の物理量の計算をしているにもかかわらず、虚部に不定性が出てしまう。
赤外リノマロンによる不定性は、理論全体の健全性のために、非摂動効果の不定性と相殺されているはずであり、その相手はバイオンと呼ばれる半古典物体であるという予想がある。バイオンは、空間を一方向コンパクト化した R3 × S 1 にしか存在していないが、赤外リノマロンの R3 × S 1 の振る舞いについては明確な結論が出ていない。有限の N で議論するのが困難なた
め、今回はラージ N 極限での赤外リノマロンを議論する。

E-14

高密度クォーク物質におけるアンドレーエフ反射佐賀大学大学院 工学系研究科 A , 佐賀大学 理工学部 B

壽崎悠貴A , 橘基 B

有限温度・有限化学ポテンシャルでのクォーク多体系の性質の解明は、初期宇宙における相転移や高エネルギー重イオン衝突実
験、高密度天体の諸現象に関わる重要なテーマである。本研究は中性子星のような高密度天体を念頭に置く。中性子星内部には多様な相が存在すると考えられ、相境界の物理は重要である。ここでは凝縮系物理でよく知られたアンドレーエフ反射という相境界での現象をクォーク物質の場合に考察する。

46

E-15

ΩN N の三体構造の研究
九大院理 A , 理研 B

山本拓実A , 肥山詠美子 A,B

近年、核子 N とストレンジクォーク３つからなる Ω 粒子の間の相互作用が HAL QCD Collaboration により提供された [1]。
その N Ω 相互作用を用いて、Garcilazo ら [2] が ΩN N 三体系の計算を Faddeev 法を用いて行った。彼らの計算は、N N 相
互作用に Malfliet Tjon potential[3] を用いたものであった。本研究では、Malfliet Tjon potential、Minnesota potential[4],AV8 potential[5] という３つの N N 相互作用を用いて、それぞれの相互作用による、ΩN N 三体系の束縛エネルギーの違いを議論する。これまでに行なった計算結果の一部を下記に報告する。

(I)J P

SystemMalfliet Tjon

Minnesota

AV8

+

Ωnn

2.30

2.15

2.35

+

Ωpp

3.30

3.14

3.37

+

Ωnp

21.5

22.8

−

(1)3/2(1)3/2(0)5/2

表 1 Binding energies of ΩN N [MeV]

参考文献[1] T. Iritani et al. (HAL QCD Collaboration), arXiv:1810.03416 (2019).
[2] H. Garcilazo, and A. Valcarce, Phys. Rev. C 99, 014001 (2019).
[3] J. L. Friar et al., Phys. Rev. C 42, 1838 (1990).
[4] D. R. Thompson, M. Lemere, Y. C. Tang, Nucl. Phys. A 286, 53 (1977).
[5] B. S. Pudliner et al. Phys. Rev. C 56, 1720 (1997).

E-16

ガウス展開法によるΩΩ N の構造
九大院理 A , 理研 B

金龍熙A , 肥山詠美子 A,B

近年、3 つのストレンジクォークで構成されているΩ粒子について格子 QCD 理論により Ω-Ω 間、及び、Ω-核子 (N) 間のポテンシャルが与えられ、それを用いた計算によりこれらの系が束縛するということが指摘された [1, 2]。さらに、同じ相互作用により ΩΩN の 3 体系も束縛することが、H.Garcilazo の研究により明らかにされた [3]。
本研究では、同様にこの ΩΩN3 体系粒子に注目し、ガウス展開法 [4] を用いて計算を行った。先行研究では角運動量が S 波
のみに対して、私たちの研究方法ではより高い角運動量をも取り入れた計算が可能である。その計算の違いをここに報告する。

参考文献[1] T. Iritani et al. (HAL QCD Collaboration), arXiv:1810.03416.
[2] S. Gongyo, K. Sasaki, S. Aoki, T. Doi, T. Hatsuda, Y. Ikeda, T. Inoue, T. Iritani, N. Ishii, T. Miyamoto, and H.
Nemura (HAL QCD Collaboration), Phys. Rev. Lett. 120, 212001 (2018).
[3] H.Garcilazo and A.Valcarce, Phys. Rev. C 99, 014001 (2019)[4] E.Hiyama, Y.Kino, and M.Kamimura, Phys. Part. Nucl. Phys. 51 (2003) 223-307

47

E-17

6

He+p 反応を通した共鳴状態の微視的解析

九州大学 A小川翔也A , 松本琢磨 A

共鳴状態は、原子核だけでなくハドロンやクォーク多体系、原子・分子においても現れる普遍的な物理状態であり、多くの分
野で精力的に研究されている。原子核物理では、2 中性子ハロー核と呼ばれる不安定核が注目され、逆運動学的な (p, p′ ) 反応を用いてその共鳴状態が調べられている。実験データの解析にはしばしば歪曲波 Born 近似 (DWBA) が用いられ、2 中性子ハ
ロー核のひとつである 6 He の実験解析にも DWBA が適用されている。しかし、共鳴状態はそのエネルギー付近の非共鳴な連続状態との結合が強く、この効果を扱えない DWBA では共鳴状態への遷移の強さを精密に評価できない。また、6 He は複数の+共鳴状態の存在が予想されているが、実験的には 2+
1 と 22 のみ観測されており、他の共鳴状態に関しては観測量への寄与はわ

かっていない。
本研究では、様々な状態間の結合を扱える連続状態離散化チャネル結合法を用いて 6 He + p 反応を解析し、断面積における非共鳴な状態の効果は無視できないことを示した。本講演ではその計算結果を述べ、さらに、複数の共鳴状態が断面積にどのように現れるか議論する。

E-19

Uhlmann 位相を利用した非閉じ込め相転移の研究
福岡工業大学 A , 理化学研究所 B

柏浩司A , 土居孝寛 B

有限温度・密度では、量子色力学（QCD）によって記述されるクォーク・グルーオン系は、カイラル相転移や閉じ込め・非閉じ込め相転移を示すと期待されている。しかし、特に閉じ込め・非閉じ込め相転移については、純ゲージ理論の場合を除いて、現実的な QCD での振る舞いはまだよくわかっていない。
そこで、本研究ではクォーク・グルーオン系で期待される閉じ込め・非閉じ込め相転移について、トポロジカルな観点からの研究を行った。具体的には、物性系において有限温度のトポロジカル秩序を記述できると期待されている Uhlmann 位相と呼ばれる量を調べた。まず理論的にどのような結果が QCD において期待されるかをまとめ、その後、SU(2) 純ゲージ理論の場合の格子計算結果を報告する予定である。

48

E-21

QCD 転移を記述する有効模型
佐賀大学大学院理工学研究科 A , 佐賀大学理工学部 B

永良訓人A , 河野宏明 B

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。そこで、有限バリオン密度では QCD から導かれることが期待される現象論模型による解析が行われてきた。その代表的な模型は Polyakov-loop extended Nambu–Jona-Lasinio(PNJL) 模型であるが、これらの模型にはハ
ドロンの寄与が正しく含まれていない [1-3]。この研究では、PNJL 模型と、ハドロンの模型として定評のあるハドロン共鳴ガス (HRG) 模型をつなぎ合わせた単純なハイブリッド模型を構築し、その未定パラメータを格子 QCD の結果で決めていくことを試みる。格子 QCD は、虚数化学ポテンシャル領域では符号問題がなく、計算が行われているので、今回は我々の模型での虚数化学ポテンシャル領域での計算結果について報告する。
参考文献[1] A. Miyahara et al., Phys. Rev. D 94, 016003 (2016), arXiv:1604.05002.
[2] A. Miyahara et al., Int. J. Mod. Phys. A 32, 1750205 (2017), arXiv:1704.06432.
[3] A. Miyahara et al., arXiv:1907.07306.

49

会場 F
領域 13, 素粒子実験領域, 実験核物理領域

F-3

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
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

国立大学の医学部医学科初年度学生に対する物理学の講義の一環として、力学概念調査（FCI）およびアンケート調査を行った。入試科目に物理が指定されているため物理科目においても成績上位の学生が選抜されているが、彼らがはたして力学的な本
質を理解できているのか、それとも解答パターンの記憶によっているのかを検証し、医学教育における一指標としての利用を試みる。医学部独自の特色として、卒業するに当たり医師国家試験に合格する必要があるのはもちろん、5,6 年次臨床実習を許可されるための試験（CBT,OSCE）が 4 年次修了時点で課されている。また医学教育の質を国際的見地から保証する国際認証の取得が求められており、そこでは学修 IR（Institutional Research）の確立が必須とされている。このような背景をふまえて、
今回、全 23 回の物理学の講義の初回冒頭（pre）と最終回冒頭（post）に力学概念調査および講義形式等へのアンケート調査を行った。全問正解者は pre1 名、post3 名であった。講義の前後で正答率に顕著な差はなく（規格化ゲイン=0.06）、クラス全体の平均値，正答率で見ると講義による顕著な改善効果は見られなかったが、最頻値，最低値，得点が 85 またアクティブラーニ
ングの試みとして、講義形式にランダム座席指定方式と小グループによるディスカッションを取り入れ、これらについてのアン
ケート調査も行った。結果はおおむね好評で好意的に受け止められており、これらの方法は効果的であったと考えられる。

50

F-4

地方私立大での物理教育の試み
久留米工大 基幹教育センター A , 久留米工大 工学部 B

酒見龍裕A , 野田常雄 B , 江藤徹二郎 B , 井野明

洋 B , 中村文彦 A,B

本学では 1 年必修科目の物理学の授業（受講者 約 300

かし概念理解のつながりや概念理解の応用のカテゴリーのよ人）を 8 つの学力別クラスで行っている。本研究では，そのうな，現象を横の理解につなげる姿勢はまだ見られず，課題

下位クラス (約３０人× 2 クラス) に対しグループワークを中が浮き彫りとなった。この原因は，中等教育機関で行われて心とした AL 型授業を導入し，その評価を物理学習姿勢調査

きた暗記主義的な学習方法にあると考えられる。この学習姿(CLASS) や力学概念理解調査 (FCI) を行った。具体的な講勢を解きほぐすため，今後も AL 型授業の改善を行っていく。
図1 CLASSプレ/ポスト結果

左：4⽉

右：7⽉

100%

義内容は，高校の基礎物理の力学分野を中心に，概念理解を問うようなグループワークを実施した。CLASS と FCI は，講義初回 (4 月) と最終回 (7 月) に実施し，学生の姿勢・概75%

念理解変化を追った。図 1 には，CLASS のプレ/ポスト調査の結果を示す。4 月の段階では，物理に現実世界とのつなが50%りを持つ学生が少なく，物理現象は空想上の現象と捉えられている。また，物理に対する興味もほとんどない状態であっ25%た。そこで授業では，物理を現実の現象と結びつけながら説明し，演示実験を多く取り入れることを意識した。その結果，

全体

全増え，特に，現実世界とのつながり，個人的な興味というカテ

て
の
カ
テ
ゴ
リ
現
ー
実
世
界
と
の
繋
が
り
個
⼈
的
な
興
味
意
味
を
考
え
る
努
⼒
概
念
的
な
繋
が
り
概
念
理
解
の
応
⽤
問
題
解
決
⼀
般
問
題
解
決
の
⾃
信
問
題
解
決
の
洗
練
度

0%

ポスト調査では，全カテゴリーで好ましい回答をする学生が好ましい回答

どちらでもない

好ましくない回答

ゴリーでは，好ましい回答をする学生が大きく増加した。しF-5

ベトナムにおける物理高等教育ー我が国との比較
久留米工大 A , 九州大学基幹 B , ベトナム国家大学 C

巨海玄道A , 副島雄児 B , N.H.DucC , 小島健太郎 B

ベトナムにおける物理高等教育―我が国との比較
九州大学 QFC-SP ＊実施委員会 巨海玄道 A、副島雄児 B、小島健太郎 B ベトナム国家大学 (VNU) N.H.Duc、ベトナム国
家大学付属高校 (HSGS) N.Q.Thinh（Ａ，久留米工大、Ｂ，九州大学基幹教育院）

最近我が国の留学生の中でベトナム出身の学生の数は大きな伸びを見せている事がわかっている。九州大学は現在 2000
名近い留学生が学んでいるがその中でベトナム出身の学生は約 100 名であり、中国・韓国等に次いで４番目の多さである。Ｆランク大学では基礎学力の不足は深刻な問題となっているがそこに在籍する留学生の基礎学力も大体その傾向がある。彼らが４年間で物理の知識を身に付け、帰国後その国で大学教育を受けた学生に比べて学力で劣ることがあったら、我が国の物理教育に欠陥があることになる。今般このような問題の背景を探り、ベトナムの高校・大学と我が国を比較するため使用している教科書の調査した。以下に高校・大学で使われている教科書の概要について簡単に述べる。１） 両国の大学初年次の教科書我が国の大学での初年次物理学の教科書は多様でその大学の学生のレベルにマッチしたものを選んでいる。九州大学は「基幹物理学」（培風館）を使用しており、内容は力学、電磁気学、熱力学の３分野となっている。この教科書のページ数は 337 ページ（Ｂ 5）である。他方ベトナム国家大学ハノイ校では Halliday,et.al.,Fundamentals of Physics のベトナム語訳（５巻となっている）を参考書として使っている。英語版の第２版は総ページ数が 984 ページ（変形Ｂ５）で日本語訳は３巻にわかれている。２） 両国の高校の教科書について我が国の高校物理は「物理基礎」と「物理」にわかれる。例えば数研出版社の物理基礎は 264 ページ、物理は 424 ページとなっている。ページの大きさは何れもＡ５である．他方ベトナムの高校物理教科書は３分冊にわかれ、ペー
ジ数の合計は実に 888 ページである。内容は３分野のみならず相対論の記述もあり、実に多彩である。QFC-SP として毎年交流している高校は所謂ベトナムの将来を担う人材育成のための生徒を選抜した高校、High School for Gifted Students(HSGS)であり、そのレベルの高さには驚かされている。これらの詳細について報告したい。
＊「九州大学未来創成科学者育成プロジェクト」の略称

51

F-6

フェルマーの原理とハミルトン力学に関する物理教育
福岡教育大学 大学院 理科領域 A , 福岡教育大学 理科ユニット B

森田卓哉A , 三谷尚 B

フェルマーの原理からスネルの法則が導かれることは，大波動に適用されるアイコナールの時間と空間に関する一回微学入試でも簡単な例で出題された。その例題を拡充し，高等分方程式が対比される。さらに，粒子に適用されるハミルト

教育に役立て得る。一方，大学で学ぶ解析力学は質点の運動∂ω
ン方程式に対比的な ”波動的な方程式”，k̇ = − ∂ω∂r , ṙ = ∂k がの原理を示すが，前述の波動におけるフェルマーの原理と対提 唱 さ れ て い る 。特 に ，上 記 の 第 １ 式 の 解 釈 を 試 み る 。

比をなす。これらの ”必ずしも量子論を経ない立場”での粒子像と波動像の対比も高等教育に絶好の話題を与える。
まず，フェルマーの原理は，「光の経路において, 光学的距
離が最小になるような値 (極値) をとる」と表現される。我々は，フェルマーの原理を適用すればスネルの法則が導かれる
ことを，2 つの異なる媒質の境界面が斜面，回転放物面，半球(右図)，スライスされた球の場合に示した。さらに，y 軸に平行な光線が境界面を通過後，回転放物面，半球，スライスされた球の場合，y 軸上の一点 (焦点) を通ることを導いた。ただし，これらは入射光線が y 軸 (中心線) 近傍にある場合にのみ満たされた。
一方で，粒子に適用されるハミルトン＝ヤコビの方程式，

F-7

音を可視化して音の速さと振動数・波長を測定する教材の開発
鹿児島大学共通教育センター A , かごしま企業家交流協会 B , 原田学園鹿児島情報高等学校 C , 鹿児島大学
大学院理工学研究科 D

濱崎貢A , 山口光臣 B , 陳麗 A , 小原益己 C , 三井好古 D , 小山佳一 D

2022 年度からの次期学習指導要領は，高大接続教育と大学入学者選抜の一体的な改革を規定している。この教
実験の原理

育改革の流れを踏まえ鹿児島大学理学部は，「かごしま企
腹業家交流協会」との共催でサイエンス・パートナーシップ・

＝

圧力極大

節

圧力極小
圧力極小

節

プログラム（SPP）を実施している。平成 30 年度の SPP

腹

＝

節

圧力極大

で は ，音 の 共 鳴 に に 関 す る 教 材 の 開 発 と そ れ を 用 い た 実

節

腹

節

図１ 媒質の変位と圧力験を行った。

音の共鳴実験は水管を用いた装置が一般

図２ クント管の気柱の共鳴

実験１の方法と結果的であるが，我々は可視化のためにクント管を使用した。

周波数
カウンター

(

)
気柱内の音速(

f0

C 可動栓

)

発振機

クント管による共鳴実験は大学の基礎実験で扱っている

x1

アンプ

が，むしろ高等学校で推奨されるべきである。

節
半波長

x2
l 12

実験には
図６

二つの目標を設定した。ひとつは空気中の音速，もうひと
表３

つは金属棒を伝わる縦波の速さを求めることである。本実験は波の重ね合わせによる定在波のでき方，節の間隔と波

ln (n+1)

空気中の音速の測定

実験Ⅰの結果（空気中の音速の平均

各回の空気中の音速の平均値
v 0,AVE値）

346

クント管内の温度 t

24.5

℃

音速の理論値

346

m/s

0.24

%

vt

v t に対する v 0,AVE の相対誤差

長，音の速さなど，波動の基本的な学習項目を含んでいる。

xn

x3
l 23

m/s

実験２の方法と結果
M

B

C 可動栓

A

x2

x1
l 12
図７

表６

52

xn

x3
l 23

l (n-1) n

金属棒の振動数と音速の測定

実験Ⅱの結果（金属棒の伝わる音の速さ）

金属棒の縦波の振動数の平均値 f AVE

2700

Hz

金属棒を伝わる縦波の速さ V M = 2 f AVE L M

5100

m/s

F-8

高大接続講座 力学的エネルギー保存則
鹿児島大学共通教育センター A , かごしま企業家交流協会 B , 原田学園鹿児島情報高等学校 C , 鹿児島大学
大学院理工学研究科 D

陳麗A , 濱﨑貢 A , 山口光臣 B , 小原益巳 C , 三井好古 D , 小山佳一 D

鹿児島大学理学部とかごしま企業家交流協会と連携して、高大接続改革という高等学校教育を含む初等中等教育改革と、大学
教育改革、そして両者をつなぐ大学入学選抜改革の一体的改革の中で実施される高等学校の次期学習指導要領の改訂に応じて、県内高校生を対象にした産学連携「高大接続講座」が開催された。講座は講義、見学、実験、討論、発表など豊富な内容をを通して、知識及び技能の習得と思考力、判断力、表現力等バランスを重視して、育成する。高校生たちのアンケートにより、今回の講義を受けて、講座がおもしろかった、「科学技術」や「理科・数学」に興味・関心を持ちました。という回答が 95

2018

年度の「高大接続講座」での一つの実験は同じ高さから斜面上を転がる金属球の水平投射と振り子を使った金属球の水平投射の比較である。結果として、水平に飛び出す距離は振り子を使った金属球が斜面上を転がる金属球より遠い。斜面上を転がる金属球の方が回転運動と摩擦が含まれるから、位置エネルギーから運動エネルギーに変えるだけではなくて、回転エネルギーなどにの変換も含まれている。単に定性的な比較ではなくて、位置エネルギー、運動エネルギー、そして回転エネルギーなどの増減変換などを定量的に計算する。それらをスライドにまとめ、一人 2 分間で最終発表を行った。

F-9

物理教育から多様性を学ぶ鹿児島情報高校と鹿児島大学理学部との高校・大学連携プロ
ジェクト
鹿児島大学大学院理工学研究科 A , 鹿児島情報高等学校 B

未入力

53

小山佳一 A , 小原益己B

F-10

九電の再生エネ出力抑制の検証
長崎大環境 A

冨塚明A

4 基の原発がフル稼働した九州電力管内では昨秋から今年 5 月にかけて太陽光発電の抑制が頻繁に行われ、その日数は計 56日（そのうち 14 日は風力発電も抑制）におよんだ。とくに 3 月は 16 日、4 月は 20 日、5 月も 10 日（玄海原発 3 号機が定期点検入りする前日の 5 月 12 日までに）と集中した。抑制分は無補償であるため、今後の普及を妨げるものとなる。本講演では公表されている九州電力のデータから抑制の実態を把握するとともに回避の方向性を検討してみたい。
太陽光の抑制量が最大だったのは 4 月 7 日であった。抑制電力量は 1,367 万 kWh で総発電量の 29.9 ％が抑制されたことになる。これはフル稼働している原発（414 万 kW）3.3 時間分に相当する。なお抑制された最大電力は 257 万 kW であった。この日、太陽光発電の電力は 7 時間にわたって原発を凌いでいた。
抑制は、太陽光および風力発電の電力に次のＡを加えたものがＢよりも大きい時に、その差の分だけ実施される。
Ａ：①原発、水力、地熱の定常電力。火力発電の②緊急時に備えた 2 ％の変動調整力、③維持のための最低出力、④他事業者との契約上の最低出力
Ｂ：⑤需要。⑥揚水動力。⑦大容量蓄電（豊前変電所 5 万 kW × 6h）。⑧関門連系線による予定容量および空き容量までの域外送電
今回の抑制はＢの需要が少ない時にＡの原発がフル稼働したためといえる。抑制量を減らすにはＢを増やし、Ａを減らすこと
だが現実味があるのは⑦の増強だけかもしれない。しかし相当のコストがかかり耐用年数もまだ 20 年とみられている。最低でも需要の少ない時期に原発の定期点検を行うことは不可欠だろう。しかしこの 10 月、１基の原発が定期点検中にもかかわらず抑制指示が 6 回出され、そのうち 2 回実施された。この内容の検証も必要だろう。

F-11

YSO シンチレータの低エネルギーイオンに対する発光特性の評価
九州大学理学部物理学科 A

武藤大河A , 白坂和也 A , 森田浩介 A , 坂口聡志 A , 郷慎太郎 A , 田中聖臣 A , 末

川慶英 A , 長田茉子 A , 内藤夏樹 A , 東聖人 A , 村上郁斗 A , 永田優斗 A , 富松太郎 A , 甲斐民人 A , 松尾仁 A
現代の超重元素核の合成実験では、核融合蒸発反応などで合成された核から放出されるα崩壊や自発核分裂を観測し、既知の崩壊反応に達することで原子番号を同定してきた。 従来、このような測定にはシリコン半導体検出が用いられてきたが、より時間分解能のよい無機シンチレータを用いることで、合成核とα粒子の信号のより早い崩壊の信号を捉えることができる可能性がある。我々は、YSO シンチレータと BaF ２シンチレータ用いて、九大タンデム加速器にて加速した陽子と 7Li イオンに対する発光特性について評価した。

本発表では無機シンチレータ検出器の低エネルギー荷電粒子の識別について報告する。

54

F-12

中性子の精密寿命測定のための宇宙線カウンターの開発
九大理 A , 九大 RCAPPB , 高エ研 C

矢野浩大A , 音野瑛俊 B , 角直幸 A , 牧瀬壮 A , 槙田康博 C , 三島賢

二 C , 吉岡瑞樹 B
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 8.6 秒 (4.0 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、ガス検出器を用いて中性子がβ崩壊をして出てきた電子を測定する
ビーム法の実験を J-PARC MLF BL05 で行っている。この実験では、中性子由来のγ線が出した電子を、ビーム軸上で起こる
β崩壊由来の電子と区別して背景事象として取り除くことが精度向上のために重要な要素となってくる。そこで我々は新たに
ビーム軸方向にソレノイド磁場をかけてγ線由来の電子を取り除く実験を行おうとしている。実験の準備として、現在は宇宙線
カウンターのシミュレーションと製作を行なっており、本公演ではこの２つについて報告する。

F-13

九大タンデムにおける ZnS（Ag）+LYSO 検出器の軽イオン識別能の評価
九州大学理学部 A , 大阪大学理学部 B , 核物理研究センター C

永田優斗A , 高久圭二 C , 宮元幸一郎 B , 佐藤朗 B , 西川凌 B , 郷慎太郎 A , 白坂和也 A , 末川慶英 A , 長田茉子 A , 内藤夏樹 A , 東聖人 A , 村上郁斗 A , 武
藤大河 A , 富松太郎 A , 甲斐民人 A , 松尾仁 A
二つの粒子間には一般に二体力が働くが、三つの核子の間には二体力の和だけでは表せない力が生じ、これを三体力と称する。
核子間に働く三体力は原子核の結合エネルギーなどに多大な影響を与える事が明らかとなっており、今後は三体力を含む核力で原子核や核物質を理解する必要がある。三体力の性質を捉えるための重要な反応として、三重陽子が陽子と重陽子を放出する反応がある。我々は陽子と重陽子を精度よく弁別できる検出器として、ZnS(Ag)-LYSO 無機シンチレーション検出器の開発を進めている。本実験では ZnS(Ag) 層の厚さを変えた２つの検出器を用意し、九大タンデム加速器で生成した 5〜12MeV の陽子及び重陽子ビームを用いて、これら粒子の弁別能力について調べた。本講演では、陽子・重陽子弁別能の ZnS(Ag) 厚依存性について報告を行う。

55

F-14

低エネルギー電子-陽子弾性散乱実験用ポリエチレン標的の加工方法の開発と結晶化度及び不純物の測定宮崎大学工学部 A , 東北大学電子光理学研究センター B
A

A

A

B

野中光太郎A , 前田幸重 A , 清武修平 A , 山永真

B平 , 西村冬尉 , 松本仁 , 須田利美 , 塚田暁 , 本多佑記 B
陽子の大きさ（電荷半径）は、電子散乱や水素分光、μ水素原子分光などの方法で測定されてきた。それらの方法で決定された
電荷半径は測定方法によって最大で約 4 本実験で理想とする標的は、厚さ約 100 μ m の 12C エンリッチドの高純度ポリエチレン（CH ₂）シートであり、CH ₂標的中の C/H 比が 0.1 ％の精度で測定されている必要がある。我々は、一般的に入手できる

CH ₂粉末の組成分析と、粉末からシートを作成する方法の開発を行っている。昨年度報告した CHN 分析にひき続き、高速液体クロマトグラフィーにより CH ₂粉末中の不純物の特定とその定量分析を行った。また、ステンレス冶具を用いて CH ₂粉
末を 150 ℃程度の温度で加熱・加圧してシートを作成し、更にローラー圧延機を用いて厚さの一様性の向上を試みた。現在、100 μ mt で厚さの一様度が約 10 ％のシート作成に成功している。また、一般的性質としてポリエチレン中には結晶部分と非結晶部分が存在し、非結晶部分が少ないほど C/H 比が 1:2 に近くなるため、結晶部分の割合（結晶化度）の高いポリエチレンの方が C/H 比が安定していると期待できる。そこで、フーリエ変換赤外線分光光度計（FTIR）を用いて市販の高分子量ポリ
エチレンシートと我々が作成した CH ₂シートの結晶化度の導出を行った。

F-15

5

He →α +n 測定による 5 He の不変質量の導出へ向けた解析

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 , 西村冬尉 A , Z.H.

YangB,C , 銭廣十三 D , 上坂友洋 B , 三木謙二郎 E , RIBF-SAMURAIs034 collaboratorB2016 年に報告された 4 He(8 He,8 Be)4 n 実験による 4 中性子共鳴状態 (テトラニュートロン) 候補の発表 [1] 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 年に理化学研究所の RIBF で8 He(p, 2p)7 H{t +4 n} 実
5験が行われた。本研究では、この実験で測定されたデータの中から5 He →α + n 反応チャンネルを解析し、He の不変質量の導出を行おうとしている。実験では、一次標的である9 Be に 230M eV /u の18 O ビームを当て、二次ビームとして 150M eV /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 M IN OS[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 SAM U RAI[3] で運動量分析され、SAM U RAI 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 F DC1、F DC2 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、SAM U RAI の内部を直進し、下流に設置された N EBU LA、N euLAN D 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 He の不変質量の導出を行おうとしている。今回は、その途中経過を報告する。

[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.

56

F-16

国際リニアコライダーのための Position Sensitive silicon detector(PSD) の開発研究
九大理 A , 九大 RCAPPB

上杉悠人A , 森涼介 A , 山城大知 A , 末原大幹 A , 吉岡瑞樹 B , 川越清以 A

国際リニアコライダー（ILC）は次世代の電子陽電子衝突加速器であり、ヒッグス粒子の精密測定や標準理論を超えた物理の探索などに大きく期待されている。ILC での精密測定のためには生成されたジェットの正確な方向と構成する粒子識別が重要になる。このため九州大学では、ILD 電磁カロリメータの内層に PSD を導入することで光子の位置分解能を向上させ、光子の角度分解能を向上させることを目的として研究を行っている。PSD は表面の抵抗層で分割された信号を四隅の電極から読み取り、その比から 5.5 mm × 5.5 mm のセル内の正確な位置を測定できる半導体検出器である。本講演では、PSD の性能評価について報告する。

F-17

スピン偏極 Mg ビームを用いた中性子過剰 Al の構造研究
九州大学 A , 大阪大学 B , 東京農工大学 C , 学習院大学 D , 高エネルギー加速器研究機構 E , TRIUMFF
濵野友哉A , 西畑洸希 A , 小田原厚子 B , 下田正 B , 前島大樹 B , 大上能弘 B , 大谷優里花 B , 飯村俊 B , 金谷
晋之介 B , 畠山温 C , 浅川寛太 C , 関口直太 D , 平山賀一 E , 若狭智嗣 A , LevyF , PearsonF , LassenF , LiF

中性子数が魔法数 20 に近い中性子過剰な原子核は、休憩が予想されているにも関らず基底状態でその形がレモン型に変形しているなど、特異な現象・構造が報告されている。これらの原子核領域は

island of inversion と呼ばれ、その構造等を調べるため様々な実験が行なわれた。それにも関らず、これまで詳細に明らかになっているのは基底状態や僅かな低励起状態のみである。特に励起状態におけるスピン・パリティのデータが不足しており、原子核構造の議論がなされていないのが現状である。
そこで、我々はスピン偏極させた不安定原子核によるβ崩壊で非対称に放出されるベータ線をガンマ線・中性子と同時に測定する事で、その娘核のスピン・パリティを決定するという独自の手法で研究を行ってきた。本研究は、31 Al（N=18）および
33

Al（N=20）の励起状態の構造研究が目的である。これらの原子核は基底状態が球形から変形に代わる境界部分に位置するもので、励起状態において様々な形を持つ状態が共存していると予想されている。このような特異構造に関する研究は”island of

inversion”にある原子核の特性理解につながるものである。実験は 31 Mg、33 Mg ビームを大強度・高偏極で生成可能な、カナダの TRIUMF 研究所で実施する。ビームタイムは本年度の 11 月半ばに予定されており、本公演では実験結果に関しての速報を
行う。

57

F-19

6

Li + p 逆運動学共鳴散乱の測定

九大理 A

吉田郭冶A , 寺西高 A , 久保大志 A

我々は通常の安定核と異なる不安定核の構造を研究するために、不安定核と陽子の共鳴散乱の実験計画を進めている。不安定核の陽子共鳴散乱測定は、寿命の短い不安定核ビームを、陽子標的に照射するという逆運動学条件で行われ、観測された共鳴準位のエネルギー、スピン、パリティが決定される。今回、逆運動学陽子共鳴散乱の測定系の性能評価および解析手法の検証を目的として、安定核の 6 Li ビームを用いて 6 Li+p 共鳴弾性散乱の既知の励起関数を逆運動学条件で測定した。実験では九州大学タンデム加速器による 18.2 MeV の 6 Li ビームをポリエチレン標的に照射し、反跳陽子のエネルギーと角度を半導体検出器により測定し、逆運動学厚い標的法により励起関数を求めた。講演では、実験・解析手法の詳細および得られた励起関数について発表する。また、今回の実験データに含まれている 6 Li(p,α)3 He 反応チャンネルの共鳴解析についても議論する。

58