会場 A
素粒子, 核物理領域 (A)A-1

QCD 相転移と粒子数感受率
佐大院工 A , 九大院理 B , 理化学研究所 CC

境祐二 , 八尋正信

牧山隆洋A , 河野宏明 A , 佐々木崇宏 B ,B

クォークの数感受率と非閉じ込め転移の関係を研究した。ここで使ったモデルは量子色力学の現象論モデルである Polyakov-loop extended Nambu-Jona-Lasino(PNJL) モデルである。零密度においては、クォーク数の感受率の非対角成分の温度についての導関数は Polyakov-loop の感受率と密接に関係している。その一方でカイラル回復の感受率とは直接に関係していない。さらに、我々は解析を虚数アイソ化学ポテンシャルの領域に拡張した。この領域では、非閉じ込め相転移の臨界点 (CEP) があり、ここでは Polyakov-loop の感受率は発散を示す。この CEP を超えると、非閉じ込め転移は一次相転移になる。CEP ではクォーク数の感受率の非対角成分の導関数も特異な振る舞いを示す。このように、クォーク数の感受率の非対角成分の導関数はカイラル対称性の回復よりもむしろ非閉じ込めの指標になることが分かった。

1

A-2

シータ真空を考慮した QCD 相構造の研究
九大院理 A , 佐賀大院工 B

佐々木崇宏A , 河野宏明 B , 八尋正信 A

陽子, 中性子, π 中間子などのハドロンはクォークの束縛状態であり, そのダイナミクスは量子色力学 (QCD) で記述される。現在のクォークはハドロン中に閉じ込められているが, 宇宙初期の高温状態では閉じ込めから解放されたプラズマ状態にあった。従って, これらの状態間で起こった相転移を理解するために, 有限温度における QCD の性質を解明する必要がある。

QCD ラグランジアンがもつ UA (1) 対称性は, アノマリーによって破れている。この破れはゲー
ジ場のトポロジカルな性質に関連しており, 有効ラグランジアンには CP 対称性を破る項が必要となる。その係数としてパラメーター θ が導入されるが, 実験によって |θ| < 10−9 と測定されている。しかし, 小さい θ を実現する理論的背景は未解決であり, Strong CP 問題と呼ばれている。
ゼロ温度における θ の情報は実験から得られるが, 有限温度における θ の振る舞いは自明でない。
実際に, 準安定状態の存在によって有効的な θ が生成される可能性が示唆されている。有限 θ の存
在は CP 対称性を大きく破り得るため, 宇宙進化のバリオン生成において重要な役割を果たす可能性が示唆されている。また, 重イオン衝突実験においても Chiral Magnetic Eﬀect を通して CP 対
称性の破れを観測できる可能性も考えられている。

QCD の解析において最も有力な方法は第一原理計算である格子 QCD 計算であるが, 有限 θ において格子計算は実行困難となる。従って, Reweighting 法を使ったアプローチが必要となる。本
講演では有効模型による中間子質量および Reweighting factor の平均値を計算を用いて, 有限温度
および有限 θ における効率的な Reweighting 法について議論する。

A-3

QCD 有効模型と高密度天体
九大院理 A , 佐賀大院工 B

長野邦裕A , 佐々木崇宏 A , 河野宏明 B , 八尋正信 A

近年、温度 (T ) とクォーク数化学ポテンシャル (µq ) を座標軸とした量子色力学 (QCD) 相図の解明を目指した研究が盛んに行われている。クォーク数化学ポテンシャル (µq ) が高い領域において、
カイラル対称性の回復やカラー超伝導状態の実現など様々な相の存在が指摘されている。中性子星の内部などの高密度状態では、クォーク・グルーオン・プラズマ (QGP) 相やカラー超伝導 (CSC)
相の実現が期待されている。このような高密度状態は、原子核の飽和性により実験が困難なため、数値計算シュミレーションによる研究が進められている。
今回は、中性子を有限質量のフェルミ自由気体とみなし、その状態方程式と星の重力平衡の式である Tolman-Oppenheimer-Volkoﬀ (TOV) 方程式を用いて中性子星の半径と質量を計算した。また、クォークを点粒子、中性子を有限体積を持つ粒子とし、体積排除効果を考慮した場合の中性子星においても計算した。加えて中性子星内部ではクォークの存在が期待されている。そのためNambu-Jona-Lasinio(NJL) 模型を用いてクォークの状態方程式を求め、クォーク-ハドロン間の相転移がクロスオーバーであるとし、クォークとハドロンの混在を考慮した状態方程式をつくり、その場合の中性子星の半径と質量を計算した。本公演では以上の結果を報告する。

2

A-4

格子 QCD を用いたクォーク間相互作用の有限温度・有限密度領域における研究
九大院理 A , 広大情報メディア教育研究センター B , 高知大総合情報センター C , 佐
賀大院工 D

高橋純一A , 佐々木崇宏 A , 永田桂太郎 B , 斎藤卓也 C , 河野宏明 D , 八A

尋正信 , 中村純 A,B
通常、クォークは閉じ込めの状態にあり陽子や中性子といったハドロンを形成しているが、誕生直後の宇宙では閉じ込めから解放されたクォーク・グル―オン・プラズマ（QGP）状態にあったと予想されている。近年この QGP に関して、重イオン衝突実験が RHIC や LHC といった大型の加速器で行われている。QGP の性質を調べるために有用なことの一つとしては、比較的重たい
クォーク（及びその反クォーク）からなる中間子 J/ψ や Υ の束縛状態の性質を研究することである。このことを理論的に調べるには、有限温度 (T)・有限化学ポテンシャル (µq ) 領域で重クォー
ク間ポテンシャルやそこから求められるカラーデバイ遮蔽質量を計算する必要がある。ただし、重クォーク間ポテンシャルやカラーデバイ遮蔽質量はこのスケールについて長距離の物理を含むため、摂動的な計算では不十分である。
そこで我々は、量子色力学 (QCD) の第一原理計算であり非摂動的な振る舞いを再現する格子QCD を用いる。しかし、有限の µq 領域では格子 QCD は符号問題を有し、モンテカルロシミュ
レーションが困難である。今回我々は、符号問題の無い虚数化学ポテンシャル (µI ) 領域に着目した。この領域において、Polyakov loop の相関関数からカラー SU(3) の重クォークポテンシャルを計算する。特に本講演では、このカラーチャネルを singlet, octet, anti-triplet, sextet に分けたポ
テンシャルの µI 依存性について報告する。

A-5

有効模型によるクオーク-反クオーク間ポテンシャルの導出
九大院理 A , 佐賀大院工 B

石井優大A , 佐々木崇宏

A, 河野宏明 B , 八尋正信 A

有限温度・有限密度において、QCD の相構造が調べられている。有限温度においては格子 QCD

simulation と呼ばれる第一原理計算によって、QCD の様々な性質が明らかになってきた。しかしながら、有限密度に拡張しようとした場合には、符号問題が生じる。そのため、有効模型を用いたアプローチが行われている。模型に含まれるパラメータには不定性があるため、格子 QCD との整合性を調べる試みがある。
そこで本研究では、格子 QCD でよく測られているグルーオンの screening mass を、有効模型で計算することを目指している。その第一歩として、グルーオンの screening mass よりも導出が容易なメソンの screening mass について言及する。更に、グルーオンの screening mass を導出す
る上での課題も議論する。

3

A-6

ミンコフスキー空間のローレンツ変換に関する新しい概念と基本的なツール
日本文理大学工学部機械電気工学科 A

竹本義夫A , 島元 世秀 A

１．新しい概念(A) 3 次元ベクトル(例:運動量) は座標軸を変えても成分が変わるだけで本質は変わらない。
(B) 4 次元ベクトル(例:4 元運動量) は座標軸を変えても成分が変わるだけで本質は変わらない。
２．基本的なツール(A) 弧度法 (ユークリッド空間)
円の座標を (x, y) = r0 (cos θ, sin θ) とすると√∫ θ ( )2 ( )2
∫ θ√
∫ θ
dx
dy
L=
+
dθ = r0
sin2 θ + cos2 θdθ = r0dθ = r0 θ
dθ
dθ
0
0
0
により中心角θ と円弧の長さL が比例する。
中心角θ を半径r0 と円弧の長さの比 rL0 で定義したものを弧度という。

(B) 双曲弧度法 (ミンコフスキー空間)
直角双曲線の座標を (ct, x) = cτ0 (cosh Θ, sinh Θ) とすると
√
)2 (
)2
∫ Θ (
∫ Θ
∫ Θ√
dx
dct
2
2
L=
cosh Θ − sinh ΘdΘ = cτ0−dΘ = cτ0dΘ = cτ0 Θ.
dΘ
dΘ
0
0
0
により虚角Θ と円弧の長さL が比例する。
虚角Θ を固有時cτ0 と直角双曲線弧の長さの比 cτL0 で定義したものを双曲弧度という。

(詳しくは http://www.nbu.ac.jp/∼takemoto/genko.html)

A-7

電波観測を用いた銀河間磁場の制限 I
熊本大学自然科学研究科 A

佐藤誠A

宇宙にはさまざまなスケールの天体に磁場が存在します。しかし、宇宙の大規模構造の磁場はまだ解かっていません。宇宙磁場は宇宙の大規模構造形成の過程に大きく影響を及ぼすため、磁場を観測することによって様々な天体現象などを探ることができます。特に天体活動がほとんどない銀河間の磁場を観測することで、初期宇宙の現象も探ることができるかもしれません。その宇宙磁場の情報を得る方法として Faraday tomography があります。これは宇宙磁場の Rotation measure の測定にも用いられています。今回の発表では、銀河間磁場を観測する方法として、Faraday tomographyを用いる目的や基本的な方法などを中心に発表していこうと思います。

4

A-8

電波観測を用いた銀河間磁場の制限 II
熊本大学 自然科学研究科 A

出口真輔A , 高橋慶太郎 A , 佐藤誠 A

様々なスケールの天体において観測される磁場は、インフレーション、相転移、密度揺らぎ、再電離といった初期宇宙における様々な機構で生成された種磁場が起源だと考えられている。この種磁場の一部は銀河間磁場 (intergalactic magnetic ﬁelds, IGMFs) として残り、初期宇宙におけるこれらの現象の情報を持っていることが予想される。IGMF は非常に弱いと考えられこれまでに観測された例はないが、将来の高性能電波望遠鏡により観測が可能になることが期待されている。本研究において我々は ASKAP、GMRT、LOFAR という電波望遠鏡に注目し、これらの電波観測によって IGMF の大きさがどれほどの精度で制限できるかをモデルフィッティングにより予測した。今回の発表ではモデルフィッティングの概要と結果について議論する。

A-9

天体核反応 12C ＋α→ 16O ＋γ全断面積の Ecm=1.2MeV での測定
九州大学理学府物理学専攻 A , 九州大学理学部物理学科 B 兒玉大輔A , 藤田訓裕 A ,山口祐幸 A , 三鼓達輝 A , 岩崎諒 A , 成清義博 B , 濱元健一 B , 田尾成章 B , 神ゆり
え B , 伴忠彦 B , 寺西高 A , 相良建至 A

Ecm =0.3MeV 付近での 4 He(12 C,16 O)γ 反応

1.5MeV 測定に成功したが、1.2MeV 測定では全断面積は星の一生を左右する重要な量であさらに 1 桁減らす必要がある。我々は特殊イるが、16 O の共鳴状態のため測定は極めて難し

オンチェンバーを開発し、BG 低減を試みていい。約 45 年間の世界中での試行を経ても未測る。1.2MeV でのテスト実験結果を報告する。

定である。九大ではこの実験に 18 年前から取組み、Ecm =2.4MeV, 1.5MeV での測定に成功した。現在、世界トップの Ecm =1.2MeV で全断面積を測定中である。
ごく微量の断面積測定なので、(1) ビーム強度、標的量、検出効率、測定時間を可能な限り高め、(2) バックグラウンド（BG）を極力減らす必要がある。(1) は、タンデム加速器の加速減速運転を改良すれば達成できる。(2)では、BG 数/ビーム個数=10−16 に低減して

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天体 C+α反応実験のための He 標的性能評価と He ガス循環系

A-10

九州大学理学部物理学科 A , 九州大学大学院理学府物理学専攻 B
A,B

B

B

成清義博A , 相, 藤田訓裕, 山口祐幸 , 三鼓達輝 , 兒玉大輔 , 岩崎諒 B , 濱元健
一 A , 田尾成章 A , 神ゆりえ A , 伴忠彦 A , 寺西高 A,B
良建至

A,B

B

九大 C ＋α天体核実験では、高強度の 12C

ス温度を対流効果を考慮して計算するのは難

ビームや反応生成 16O のエネルギー損失など

しく誤差が大きい。我々は、ビーム強度を変の理由から He 窓なし標的を用いている。この

えてガス標的の実効密度を実測する予定である。

He 窓なし標的の厚さは 24Torr × 4.5cm で、世界最高である。C ＋α実験では 16Torr ×

4.5cm で使用するが、この厚さを維持するのに大量の He ガス流量 (1 日に約 18m3) が必要である。そこで我々は He ガス循環系を製作した。我々の He ガス循環系では、真空ポンプの排気口からのガスを回収し、フィルターと冷却によって不純物を除去し標的に戻す。この循環系によって He ガスの約 90%が回収できる。
つまり、消費量が約 1/10 に低減できることになった。もう１つの問題は、高強度の 12C ビー
ムをガス標的に入射するので、標的ガス温度が上昇して密度が下がることである。標的ガ

天体 C+α反応実験のための TOF 測定装置の開発

A-11

九州大学理学部物理学科 A , 九州大学理学府物理学専攻 B

濱元健一A , 相良建

至 A,B , 藤田訓裕 A,B , 山口祐幸 B , 三鼓達輝 B , 岩崎諒 B , 成清義博 A , 田尾成章 A ,神ゆりえ A , 伴忠彦 A , 寺西高 A,B
森田 G が開発したもの (時間分解能 0.7nsec) を

九大 4 He(12 C,16 O)γ 天体核実験では、検出参考にする。ただし我々は低エネルギー粒子を16する微量の O（1 日数十個〜数個）を、その1018 倍もある大量の 12 C バックグランド（BG)

識別するので、2 次電子放出のための粒子通過から識別して分離する事が、重要なテーマで

膜は 0.1µm 程度以下の薄さが必要である。そある。 これまでに、反跳粒子分析器、パルスの薄膜をフォルムバールを用いて試作している。

ビーム、長時間チョッパー開発して BG を分離している。さらに最近では、ガスカウンターを用いた ∆E − E 検出器を開発して 16 O と 12 C を分離して、Ecm=1.2MeV での測定を進めている。 しかし、より低エネルギーになると 16 Oと 12 C の ∆E 差が小さくなるので、∆E − E 識
別が難しくなる。そこで我々は、16 O と 12 C を
飛行時間差（TOF) を用いて識別するシステム
を製作している。この TOF システムは、理研・

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A-12

AMS 測定用位置検出型マルチアノードイオンチェンバの開発
九州大学理学府物理専攻 A , 九州大学理学部物理学科 B
AAA

山足麻耶A , 野呂哲夫 A ,A

坂口聡志 , 森川恒安 , 前田豊和 , 衛藤晴彦 , 桑田薫法 A , 岡部貴浩 A , 西山憲
一 A , 衛藤竜一 B , 高尾秀明 B
九州大学 AMS グループではタンデム加速器

チェンバの開発の流れ、位置検出機構の開発、を用いて 14C-AMS（加速器質量分析）に取りその結果と課題、今後の展望について述べる。

組んでおり、九州における 14C-AMS 施設の構
築、さらに将来的には重い元素での AMS の実
現を目指している。現在は半導体検出器で 14Cを計数しているが、B.G. も含まれていることがわかっている。14C と B.G. との分離を進め、さらに重い元素の測定を可能にするためにエネ
ルギー損失分布が得られるマルチアノードイオ
ンチェンバの開発に取り組んだ。
これまでの開発で粒子の種類に固有なブラッグ曲線の測定が可能になった。さらに、すべての 14C が検出器に入射していることを確認するために新たに位置検出機構の開発に取り組んだ。左右位置はくさび型電極を使用して測定した。上下位置は上下の電極への誘起信号の違いから測定した。本研究ではイオン

A-13

AMS ビーム輸送のためのイオン光学計算と調整方法の確立
九州大学 実験核物理講座 A

西山憲一A , 岡部貴浩 A , 山足麻耶 A , 衛藤竜一 A , 高尾秀明 A
九大 AMS グループは、考古学等への応用を

ム加速器上流各所のビームビューアーを用い目的として、タンデム加速器を利用した加速器て、実際のビーム像と先の計算結果との比較を質量分析による

14

C 年代測定とそのためのシス行った。発表では、エミッタンス測定と光学計テム開発を行なっている。1%以下の精度での測算の結果を示し、これらを元にしたビームト定を目標としており、そのためには損失の少な

ランスポートの最適化の結果について報告する。

いビーム輸送を行うことが必要である。しかしながら、理想的な透過効率でビームを通すことは難しく、特にタンデム加速器における透過効率が芳しくなかった。
今回、タンデム加速器上流における位相空間上のビームの形状に着目し、それを考慮したビームトランスポートの最適化を試みた。

2 つのスリットとビームビューアーを用いて、タンデム加速器上流におけるエミッタンス測定を行い、測定結果を元にタンデム加速器までのイオン光学計算を行った。さらにタンデ

7

A-14

イオン光学系制御・監視システムの開発による AMS 測定の効率化
九州大学理学府物理学専攻粒子物理学講座 A , 九州大学理学部物理学科 B , 九州大
学理学研究院 C

岡部貴浩A , 野呂哲夫 C , 坂口聡志 C , 森川恒安 C , 山足麻耶 A , 西

山憲一 A , 高尾秀明 B , 衛藤竜一 B
AMS（加速器質量分析）法は、試料に含まれる超微量の放射性同位体の量を測定し、その半減期から年代を同定する手法である。九州地区には歴史的な遺跡や出土品など多く、試料の損傷を最小限に抑えられる AMS 施設の必要性が望まれる。このことから我々は、九州大学のタンデム加速器を用いて AMS システムの開発を行なっている。

AMS システムにおいて、ビームイオン源から最下流の検出器までには、現在はビームの軌道やビームフォーカスを調整する約５０個ものイオン光学エレメントが存在する。ビームチューニングの際、各光学エレメントを手動で設定しており非効率である。またパラメータの設定後、それらの時間的変化がしばしば問題になる。本研究の目的は、イオン光学系監
視・制御システムの開発により、ビームチューニングの際のパラメータの設定を効率化し、さらなる安定した AMS 測定を実現することである。
本研究では、各光学エレメントのパラメータを PC 上で一括に監視できるようにし、遠隔制御によるビームチューニン
グを可能にした。まず各エレメントの電源からの信号をインターフェースカードの A/D コンバーターによって PC に取り込み、LabVIEW を用いた一括監視を可能にした。また PC 上で設定した電圧信号を D/A コンバーターで変換し、各電源にリモート信号を送ることによってパラメータの制御を実現した。特に 150kV の高電圧が印加されているイオン源領域においては、イーサネット制御が可能な A/D コンバーター及び D/A コンバーターを設置し、光メディアコンバーター
で光信号に変換することによって、高電圧境界間の信号輸送を可能にした。これによって AMS 測定におけるパラメータの保存、チューニングの効率化を実現した。また今後は、イオン光学系のみでなく、ビーム強度についても PC 上でモニターできるようにすることでさらなる効率化を行い、精度 1 ％での安定した AMS 測定の実現を目指す。

A-15

アイソベクトル型励起による 208Pb の中性子スキン厚研究
九大院理 A , 理研仁科セ B , 阪大 RCNPC , 宮崎大工 D , 東北大 CYRICE , 東大 CNSF
安田淳平A , 若狭智嗣 A , 岡本緑 A , 堂園昌伯 B , 畑中吉治 C , 市村宗武 B , 黒板翔 A ,前田幸重 D , 野呂哲夫 A , 酒見 泰寛 E , 笹野匡紀 B , 矢向謙太郎 F

核物質の状態方程式の対称エネルギーは中性∆Rpn = 0.22 ± 0.06 fm を得た。この値は、子過剰核や中性子星の性質を決め、原子核物理
わらず、特に高密度領域においてよくわかって

E1 励起から求められた値 ∆Rpn = 0.156 ±0.025 MeV [Tamii et al. PRL 107, 062502(2011)] と無矛盾であり、AGDR を用いた中いない。近年、対称エネルギーを決める量とし性子スキン厚測定の正当性を確かめられた。

と宇宙物理双方において重要な量であるにも関て N À Z 核の中性子スキン厚：∆Rpn が注目されており、様々な手法による測定が行われている。
そのひとつの手法として (p, n) 反応におけるAGDR と IAS との励起エネルギー差：∆E の測定がある。これは、右図に示す ∆E と ∆Rpnの強い相関を用いる手法であり、不安定核への応用が期待されている。しかし、以前の研究では AGDR の励起エネルギーを他励起の寄与が無いと仮定し導出している (右図の白四角)。今研究ではスピン観測量を用いることにより、他励起の影響を除去し、∆E = 8.67 ± 0.24 MeV,

8

A-16

44Ca(p,2p) 反応における Ay の J-dependence
九州大学 A , RCNPB
A

野呂哲夫 A , 若狭智嗣 A , 坂口聡志 A , 野副貴博 A , 福永拓A ,B

安田淳平 , 民井淳 , 三木謙二郎 B , 伊藤健 B
近年、不安定核の研究が盛んに行われ、安定

mentum 分 布 の 形 を 40,44,48 Ca の 3 つ の 核で比較した。低エネルギー範囲の 1d 3 軌道
2

核から離れた領域における殻構造の変化を説明するものとしてテンソル力の働きが注目されている。テンソル力は見かけの ~l · ~s 分離エネルの偏極分解能の分布は非閉殻核である 44 Ca

ギー (j = l ± 21 状態のエネルギー差) に対し特道についても同様に偏極分解能の分布から徴的な変化を与えるため、実験的に j を同定す

j の明確な同定が可能であるかを報告する。

も 40,48 Ca と 同 様 の 分 布 を 示 し た 。他 の 軌ることが重要である。過去の Ca 同位体に対す~ 3 He) 実験では、閉殻核 (48 Ca) では j の同る (d,定は明確であったが、非閉殻核 (44 Ca) では必ずしも明確ではなかった。本研究では、中間エネ
ルギーでより反応機構が単純である (~p,2p) 反応を用いて閉殻核及び非閉殻核についての j 依存性を比較し、j を同定する手段としての (~p,2p)
反応の有効性を検証する。
今回、新たに 200 MeV の 44 Ca(~p,2p) 反応測定を行い、過去の Ca 同位体に対する (~p,2p)
反応の測定データと合わせて解析を行った。

l が既知の準位の偏極分解能の Recoil Mo-

A-17

Las スペクトロメータの高分解能化と Ca44 の (ｐ,2p) 測定について
九州大学実験核物理研究室軽イオングループ A , 大阪大学核物理研究センター B
野副貴博A , 野呂哲夫 A , 坂口聡志 A , 若狭智嗣 A , 福永拓 A , 三木謙二郎 B , 伊藤
健 B , 民井淳 B

不安定核の殻構造の変化はテンソル力によするCa 核において、不定性の小さい強度分ると考えられているが、Ca 同位体での過去の布 を 調 べ 軌 道 を 決 定 す る 為 に 、向 上 さ れ た

実験ではその変化の仕方が理論予測と異なる結分解能による 44 Ca(p, 2p) 偏極測定を行った。

果を示している。我々はこの原因を解明するた
め Ca 同位体中の陽子の相対的なエネルギー準位を (p, 2p) 調べている。

(p,2 p) 反応の測定は大阪大学核物理研究セン
ターにある GR、LAS の 2 台の高分解能スペク
トロメーターを用いて行う。LAS のエネルギー
分解能は 200 MeV 入射陽子に対して 100 keVとされているが、これまでは設計値の半分程度に留まっており、その原因として位置検出器の TDC 観測値に現れる異常な振る舞いが考えられていた。今回我々はこの異常を解消し新たに輸送行列を最適化させることで、現在までに 160 keV 程度まで分解能の向上に成功している。
一粒子状態が広いエネルギー領域に分布

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会場 B
素粒子, 核物理領域 (B)B-1

殻模型と粒子表現 Dyson boson 展開法を用いた 136Xe, 138Ba 原子
核の低励起状態
国際医療福祉大学 A

安本誠一A

今日では, 計算機の発展に伴い, 大次元殻模型計算が sd - shell や pf - shell の原子核に置いて可能となってきた. しかしながら, 一般に多核子・多準位系での殻模型ヒルベルト空間はとても大次元で, この意味に置いて, 殻模型ハミルトニアンを正確に取り扱うことはとても困難である. そこで,多核子殻模型に対する多次元ヒルベルト空間を小さな集団的部分空間へ切断するために, 私達は,

Dyson boson 展開 (DBM) 法を用いる．集団的部分空間として, Tamm − Dancoﬀ phonon を取り扱うとき, Dyson boson Hamiltonian は集団的部分と非集団的部分に分かれるが, 後者は集団的自由度と非集団的自由度間の結合効果として取り込むことが可能である. つまり, boson Hamiltonian
は選ばれた集団的 boson のみで書き下すことが出来る. これまでに私達は, 殻模型空間を Tamm −Dancoﬀ phonon を用いて集団的フォノン部分空間に切断し, 更に殻模型ハミルトニアンを Dyson
boson 展開する上述の理論的枠組みを発展させてきた. そして, その理論を用いて sd - shell や pf shell の現実的原子核に対して数値計算を行ってきた. その結果, ガウス型と湯川型の中心力のみの
有効相互作用がとても有効であり, 低エネルギー準位や B(E2) の実験値が良く再現されることを示してきた. 本支部会では, 殻模型と粒子表現 Dyson boson 展開法を用いて, 中重核である 136Xe,
138Ba 原子核の低励起状態と B(E2) を数値計算し, 実験値との比較を発表する. ただし, 中性子空間は閉殻とし, 一粒子エネルギー準位は陽子空間の 0g7/2, 1d5/2, 1d3/2, 2s1/2, 0h11/2 の５準位空間で行った.

10

B-2

ガウス基底を用いた Gogny-HFB 計算による軸対称変形した不安定核の研究
九大院理 A

嶋田充宏A , 田上真伍 A , 清水良文 A

原子核の性質をよく再現できる方法として、密度に依存する相互作用を用いた平均場理論が発達してきた。特に、対相関を正しく考慮できる Hartree-Fock-Bogoliubov（HFB）理論は原子核の性質を核図表の全体にわたって再現できる信頼できる方法だと考えられている。中でも、よく理解されている調和振動子基底を用いた HFB 計算がさかんに行われてきた。密度に依存する有効相互作用の代表例としてゼロレンジ力の Skyrme 力や有限レンジの Gogny 力がよく知られているが、現在、対相関部分の相互作用に任意性のなく、原子核の性質をよりよく再現すると考えられている Gogny
力を用いる計算に取り組んでいる。
最近では、中性子数と陽子数が大きく異なる不安定核の研究が進展してきている。特にドリップラ
イン近傍の中性子過剰の不安定核では、最後の中性子が極端に薄く広がった中性子ハロー構造が実
験的にも理論的にも示唆されている。調和振動子基底を用いたＨＦＢ計算ではそういったハロー構
造を十分に記述することができない。一方、外側まで広がったガウス基底はハロー構造を記述するのに有効だと考えられている。また、原子核は球形ではなく変形をしていることが多くの実験から示唆されており、原子核の性質を正しく記述するためには変形の効果を取り入れる必要がある。今回は、原子核の変形のうち大部分を占めると考えられている軸対称変形した不安定核に対し、ガウ
ス基底を用いた Gogny-HFB 計算に取り組んだので、その結果を報告する。

B-3

量子数射影法を用いた四面体変形核の研究
九大院理 A , IN2P3-CNRS/Univ. de StrasbourgB

田上真伍A , 清水良文 A , J.

DudekB
大きなギャップが存在し、そのギャップまで粒子を詰めた粒子数の原子核が特に安定となるため、原子核が四面体変形した状態が存在するのではないかと考えられている。しかし、四面体変形をした原子核の存在を示す確かな証拠は現在までのところ見つかっていない。なぜなら、どのような実験データを得れば原子核が四面体変形をしていると言えるかがわかっていないためである。そこ
で、私と共同研究者は平均場理論により計算された四面体変形した状態に量子数射影を行うこと
で、実験と比較可能な物理量の計算を試みた。四面体変形は空間反転対称性を破った非軸対称な変形であり、その量子数射影の計算には数値的に非常に大きな労力を要するが、我々は量子数射影の効率的な手法を用いることでそれを可能としている。
現在までに計算したのは四面体変形した状態のエネルギースペクトル (回転バンド) とそのバン
ド内の電磁遷移確率である。これまでに報告してきた不安定核である 108,110 Zr に加え、それに加えて安定核 160 Yb, 226 Th の計算を行った。これまでの結果と同様に、四面体変形の大きさに対し強く依存する特徴的な回転バンドを得た。これらのエネルギースペクトルは四面体変形の大きさが大きい場合に回転体のスペクトルになるが、その近づき方には核子数依存性がある。講演では得られた結果を示し、それに関する考察を行う。

11

B-4

D(n,p)nn を用いた nn 共鳴探索： Δ E-Δ E-E での BG 低減
九州大学理学府物理学専攻粒子物理学講座実 AAAA

久 , 木村駿太郎 , 田中翔基 , 大中貴惠

前田裕史A , 相良建至 A , 石橋和And 分解反応において、入射した n が d の中の n とのみ散乱し、p は傍観者として振舞う反応を nn QFS (Quasi-free scattering) と呼ぶ。この反応の En = 25MeV での微分断面積の理論計算
は、測定値を約 18% 過小評価していると報告された。nn QFS の過程での主要な相互作用は 1 S0
状態の nn 間ポテンシャル V (1 S0 ) であり、微分断面積の理論計算値もこの S 波核力の変化に対して鋭敏である。Witala 氏と Glöckle 氏は、S 波核力の寄与を 1.08 倍 (λ = 1.08) とすれば上記の異常は概ね説明できることと、更にその核力では 2 つの n が束縛状態になる可能性があることを指摘した。
我々は、この nn 束縛状態の有無を検証する実験を行っている。En = 12MeV の n ビームを CD2膜に照射し、nd 分解反応を起こした p のみを Si SSD で検出することで、nn の挙動を調べている。
観測される p のエネルギースペクトルは、nn FSI (Final-state interaction) での最大のエネルギーまで分布する。もし 2 つの n が束縛状態をとれば、この最大エネルギーよりも更に高エネルギー側に孤立したピークが観測される。このピークの有無を調べることが実験の目的である。
現段階では、2 H(d, n)3 He 反応で生成する n に起因するバックグラウンドが最大の障害であり、遮蔽材の素材や設置位置の最適条件を調べている。また荷電粒子の検出器を、E 型、∆E-E 型、∆E-∆E-E 型とした場合のバックグラウンドの比較も行っている。実験の現状を報告する。

B-5

10MeV 近傍での 3 核子系反応断面積異常究明の現状
九州大学 · 理学研究院 A , 九州大学 · 理学府 B
B

B

B

太郎 , 田中翔基 , 前田裕史 , 大中貴惠

相良建至A , 石橋和久 B , 木村駿

B

3 核子系の精密な実験結果と正確な理論計算との比較から、ππ交換 3 核子力 (ππ 3NF) の強度が決定された。残るπρ３ NF、ρρ３ NF 等は高いエネルギーで効く。2 核子力は既に精密に決められている。従って、10MeV 近傍の 3 核子系反応観測量は全て理論計算で再現できる筈である。 ところが 10MeV 近傍には、再現できない有名な観測量、Ay puzzle と Space Star Anomalyがある。Ay puzzle は P 波核力が主に関与するので理論解明が試みられた (未成功) が、Space Star

Anomaly は S 波核力に起因する断面積の異常なので深刻で、未だ理論解明の試みがない。 SpaceStar Anomaly は n+d → n+n+d 断面積で見つかったが、中性子実験は誤差が大きい。そこで我々は、p+d → p+p+n 断面積を精密かつ系統的に測定して、クーロン力を扱える理論計算と比較した。
Space Star では、終状態 3 核子が正 3 角形を作り、かつ正 3 角形がビーム軸と垂直である。１）先ず正 3 角形とビーム軸のなす角度αを 0ordm;〜180ordm; に変えて測定したところ、α=90ordm;(垂直面）付近でのみ異常が現れた。２）次にビーム軸と垂直な面内において、正 3 角形を種々の 2 等
辺 3 角形に変えて測定しているが、正 3 角形付近でのみ異常が現れるようである (未確定)。つまり、Anomaly は Space Star 近傍でしか起こっていない、ようである。これは原因を探るための重要なヒントである。我々の系統的実験を紹介し、予測される結果の意味を議論する。

12

B-6

パイ中間子を含む核子有効場理論による二核子散乱の記述
佐賀大学 A , 九州大学 B , 東北公益文科大学 C 久保博史A , 榮田達也 B , 原田恒司 B ,山本 裕樹 C

核子の間に働く力はクォークとグルーオンと呼ばれる素粒子の相互作用として理解できる事が分かっている。核子同士の相互作用をこの基本理論から理解したいと考えるのが自然な流れである
が、適切な計算手法が無いために、現時点では数値的なシミュレーションによるもの以外には望みがなさそうである。直接的な記述をあきらめたとしても、強い相互作用の基本理論との関係性を保ちつつ低エネルギーの現象を記述したい。これを可能にするのが有効場理論の方法である。この方法では理論に対称性で許される無限個の演算子が存在する。Wilson 流くり込み群を用いた解析により有効場理論の power counting(演算子の順序づけ) を決定する事ができる。本講演では、この方法を用いて決定したパイ中間子を含む核子有効理論の power counting に従った計算により得られる二核子系 S 波散乱の散乱振幅の結果と、くり込み群不変性について説明する。

B-7

中性子過剰炭素同位体における全反応断面積の偶奇性
九大院理 A , 北海道大学大学院理学研究院付属原子核反応 B

佐々部悟A , 古立直也 B , 田上真伍 A , 蓑茂工将 A , 松本琢磨 A , 清水良文 A , 八尋正信 A
全反応断面積は原子核の大きさに相当する物理量である。安定核領域では、密度の飽和性から同位体の全反応断面積は質量数の増加に伴い単調に増加する。しかし、不安定核領域では密度の飽和性が成り立たず、同位体の全反応断面積を比較すると周辺の同位体に比べて大きな全反応断面積をもつ核が存在することが実験的に調べられている。これを全反応断面積の偶奇性と呼んでいる。このような核は、変形やハロー構造など原子核の大きさを実効的に大きくする機構を備えているはずであり、理論的興味の対象となる。今回我々は中性子過剰炭素同位体に注目し、その全反応断面積を解析すると伴に中性子過剰炭素同位体の性質を探ることを試みた。

13

B-8

全反応断面積の解析による 31Ne の変形ハロー構造の解明
九大院理 A , 北大理 B , 阪大核物理研究センター CCA

一介 , 清水良文 , 八尋正信

蓑茂工将A , 木村真明 B , 緒方A

近年の実験技術の長足の進歩により, 不安定核の性質の解明は着実に進展し, その研究対象は比較的軽い中重核のドリップラインにまで迫っている. その代表例が 31 Ne や 33 Mg などの中性子過剰核であり, このような中性子ドリップライン近傍の中性子数 20 周辺の領域は “island of inversion”と呼ばれ, 大きな変形やハロー構造などの豊富な話題で注目を集めている. 現在, Ne 同位体や Mg
同位体の全反応断面積 (正確には相互作用断面積) などが測定されており, これらを解析することによって, island of inversion 核の性質の理解が進展すると期待されている.
全反応断面積は核の “ 半径” に敏感な量であり, 不安定核特有の核密度の広がりを顕著に反映する. 核の半径は変形やハロー構造によって著しく増加するため, 中性子過剰 Ne 同位体で測定された非常に大きな全反応断面積は, それらの可能性を強く示唆するものであった. したがって, この実
験データを解析する際には, 変形やハロー構造の記述が本質的に重要となる.
本研究では, 反対称化分子動力学 (Antisymmetrized Molecular Dynamics, AMD) と二重畳み込
み模型を組み合わせた微視的理論によって, 中性子過剰 Ne 同位体の全反応断面積を系統的に解析した [1]. AMD は, 変形やクラスター構造を記述する上で極めて強力な手法である. これにより, 核の変形を考慮した反応計算を行う. この解析を通じ, island of inversion 核の変形, さらに 31 Ne のハロー構造について定量的に議論する.

[1] K. Minomo, et al., Phys. Rev. Lett. 108, 052503 (2012).

B-9

全反応断面積の解析で探る変形ハロー核の新たなる候補
九大院理 A , 北大創成 B , ドイツ重イオン研究所 C , 阪大理 D , 東京理科大 E , 埼玉
大F

渡邉慎A , 田上真伍 A , 蓑茂工将 A , 木村真明 B , 武智麻耶 C , 福田光順 D , 西

村太樹 E , 鈴木健 F , 松本琢磨 A , 清水良文 A , 八尋正信 A
陽子数が 10〜12(Ne, Na, Mg)、中性子数が 20〜22 の領域内の原子核は、「大きな変形」や「魔法数の破れ」といった特異な性質を示すことから、現在、実験・理論の両面から精力的に研究が進められている。先行研究 [1] によって、「反対称化分子動力学法 (AMD) により計算された密度」を用いた「二重畳み込み模型 (DFM)」によって、原子核の変形を考慮した反応計算が行われた。その結果、28−32 Ne + 12 C at 240MeV/nucleon 反応において、全反応断面積の実験データをよく再現し、これら Ne 同位体の変形が決定された。さらに 31 Ne は大きな変形に加え、21 個目の中性子が極端に薄く広がった「ハロー構造」を持つことが結論付けられた。
本研究では上記と同様の手法を Mg 同位体に適用し、RIBF における最新の実験データと比較することで、これら原子核の変形を探る。加えて今回の研究では、AMD の簡易模型として、AMD計算から得られる変形度を参照した変形 Woods-Saxson 模型 (DWS) を提案する。DWS+DFM の計算を行った結果、それが AMD+DFM の計算の結果と類似しており、さらにそれらは実験データを全体的によく再現する。しかしながら、37 Mg に関しては実験データを大きく下回っており、これは DWS 計算で得られる 37 Mg が弱束縛を再現できていないためと考えられる。37 Mg はドリップライン近傍の原子核で、変形した芯核に中性子が弱く束縛した「変形ハロー核」であることが疑われている原子核であり、核が弱束縛である効果は非常に重要となる。本講演では Mg 同位体に対する反応断面積の結果を示し、その後、37 Mg に対して行った解析を紹介する。
[1] K.Minomo et al. Phys. Rev. Lett. 108, 02503 (2012)

14

B-10

陽子弾性散乱における微視的光学ポテンシャルの標的核依存性
九大院理 A

豊川将一A , 蓑茂工将 A , 八尋正信 A

畳込み模型 [1] は入射核子と標的核内核子の間の有効相互作用を標的核の密度で畳み込むことによって, 核子-核間の光学ポテンシャルを微視的に決定する方法である. このようにして決定された
光学ポテンシャルを微視的光学ポテンシャルと呼ぶ. それに対して, 実験を再現するようにいくつかのパラメータを調整して決定される光学ポテンシャルを現象論的光学ポテンシャル [2-4] と呼ぶ.
本講演では, 微視的光学ポテンシャルが調整パラメータ無しに, 微分断面積や偏極量の実験データを系統的に再現することを示す. 更に, この微視的光学ポテンシャルと現象論的光学ポテンシャル
が, 安定標的核に対して似通っていることを示す. また微視的光学ポテンシャルの平均二乗根半径や体積積分などの性質が, 標的核に対してどのように依存しているかを示す. 最後に, 安定核と 6 Heや A Ne など中性子過剰の同位体とで, これらの性質にどのような違いが現れてくるかを議論する.

参考文献[1] K.Minomo, K.Ogata, M.Kohno, Y.R.Shimizu, and M.Yahiro, J. Phys. G 37, 085011 (2010).
[2] A.J.Koning and J.P.Delaroche, Nucl. Phys. A 713 231 (2003).
[3] S.Hama, B.C.Clark, E.D.Cooper, H.S.Sherif, and R.L.Mercer, Phys. Rev. C 41, 2737 (1990).
[4] E.D.Cooper, S.Hama, B.C.Clark, and R.L.Mercer, Phys. Rev. C 47, 297 (1993).

B-11

二重畳み込み模型を用いた 4He 弾性散乱の解析
九大院理 A江頭慧A , 蓑茂工将 A , 渡邉慎 A , 佐々部悟 A , 松本琢磨 A , 八尋正信 A

二重畳み込み模型とは、核子-核子間有効核力（g 行列相互作用）を入射核の核密度 ρP と標的核の核密度 ρT で畳み込み、核-核間のポテンシャルを求める方法である。

g 行列相互作用は密度依存性 g(ρ) をもっているため、通常、ρ = ρP + ρT と仮定される。この
仮定は、局所密度近似と呼ばれている。しかし、この近似の妥当性は必ずしも明確ではない。そこ
で、本研究では別の仮定として g(ρP )/2 + g(ρT )/2 を考え、両者を比較・検証した。
新たな仮定により与えられた核-核間ポテンシャルは、4 He 散乱において、従来の仮定より、よい実験との一致を与える。

15

会場 C
領域 1, 2, 11, 12

C-1

Super-decelerating Model による Dark Energy の制限
熊本大学 自然科学研究科 A

蓮尾陽A , 高橋慶太郎 A

現在の標準宇宙モデルに含まれる宇宙定数に関して、微調整問題と一致問題という大きな問題がある。ある種のスカラー場を含むモデルを考えれば、過去に何度も加速膨張が起こり、それらの問題点を解決することが可能である。今回そのようなモデルを観測的に検証するため、現在の加速膨張の一つ前の加速
膨張 を シ ン プ ル に モ デ ル 化 し 、観 測 デ ー タ
か ら モ デ ル に 対 し て 制 限 を 行った 。発 表 では、その結果と今後の GRB 観測の発展により、どの程度制限が見込まれるかを述べる。

16

C-2

冷却原子系とくりこみ群
九大理 A , 佐賀大 SL セ B

吉本一世A , 原田恒司 A , 久保博史 B

Wilson 流のくりこみ群を用いて, dimeron 場を用いない非相対論的な３体系のくりこみ群方程式を導いた.
非相対論的な３体系の特徴的な効果として, ２体間の相互作用が tune されている時に生じる

Eﬁmov 効果があげられる. Eﬁmov 効果とは, ３体の無限の束縛状態が, 相互作用の詳細に関わらず, 一定のエネルギー比で存在する状態であり, 今や, Feshbach 共鳴を用いた冷却原子系において観測されるものとなった.

Eﬁmov 効果の離散的な対称性 (=一定のエネルギー比) を反映して, 周期的な振る舞い (limit
cycle) をするなど, 非相対論的なくりこみ群方程式は, 相対論のそれにはない, 理論的に面白い性質を示す. また, くりこみ群の流れ図を用いることで, Eﬁmov 効果のみならず, その理論空間によって実現し得る他の状態についての情報を得ることが出来るため, 冷却原子系の実験にそれらの指標を与える事が出来ると考えられる.
この研究は, 原田恒司 氏, 久保博文 氏との共同研究であり, arXiv:1208.0719 に基づく.

C-3

量子ウォークの位相シフトによる制御
佐賀大学大学院工学系研究科物理科学専攻 A

大島洋平A , 坂井大地 A , 村中良 A ,豊島耕一 A , 平良豊 A , 遠藤隆 A
１次元空間に一定間隔 ∆x からなる系を考え、

確 認 し た 。ま た 複 数 回 パ ル ス を か け て も 同

隣り合う格子点間のみが結合しているとする。

様 の 現 象 を 起 こ せ る こ と を 確 認 し た 。さ ら

時刻 t = 0 において原点に置かれた１つの粒子にシミュレーションにより、量子ウォークにの確率分布は、時間に比例し左右に拡散する。

一定の傾きのポテンシャルを加えることでブ

これを量子ウォークと呼ぶ。我々はこれ以外のロッホ振動が起こることがわかった。(図１)

様々な初期状態に対し、数値解析によってシミュレーションをおこなった。
シミュレーションの結果、一定の幅をもつ初期状態の場合では左右に広がる解ではなく、１つの大きな波束が一定の速度で運動する解が得られた。これは初期状態の各点から広がった解が干渉した結果であり、量子ウォークが位相に対して敏感に変化することを示している。
ここで、自由発展する量子ウォークに位相をシフトさせるパルスをかけることで、量子ウォー ク が 時 間 を 遡 る よ う な 運 動 を す る と噪

予 想 さ れ た の で 、こ れ を 数 値 計 算 に よって

17

C-4

磁気リコネクションの縦磁場の影響について数値計算
熊本大学自然科学研究科 A

瀬尾崇之A , 小出眞路 A

太陽表面や回転するブラックホールの周りでは、ほぼ反平行な磁場の下で磁気リコネクションが発生し、フレアやジェットを形成する。従来の数値計算では、ほとんどが完全反平行となる磁場を想定した磁気リコネクションの計算で行われてきたが、実際の磁力線は反平行磁場を垂直に貫く縦磁場（z 方向の磁場）を含み、ねじれの位置となるはずである。今回、非相対論的な MHD の数値計
算コードを用いて、この縦磁場が磁気リコネクションにどのような影響を与えるかについて調べた。更に、これまで厳密に議論されて来なかった縦磁場の影響の物理的な原因について、非圧縮性
流体と圧縮性流体での比較などを用いて、その基本的な物理構造についての詳細を述べる。

C-5

ボース・アインシュタイン凝縮系における量子渦格子の融解
九州大学大学院量子プロセス理工学府 A

液体ヘリウムやアルカリ金属の原子気体を

喜多健二A , 坂口英継 A

4極低温まで冷やすとボース・アインシュタイン凝縮と呼ばれるほとんどの粒子が基底状態を2占める状態へと転移する。ボース・アインシュ
タイン凝縮体を閉じ込めポテンシャルで円形に0トラップし回転させると、量子化された循環を持つ量子渦が発生し、系のエネルギーが最小と-2なる安定配置において渦は三角格子状に分布する。本研究では渦の位置を安定配置から少し

-4

-4

-2

0

2

4

図1. 安定配置

ずらすことでエネルギーを上げ、渦が融解に至るまでのダイナミクスを研究する。今回の研究4において初期条件とした安定配置を図１、渦格子が崩れ融解状態となったものを図２に示す。

2

0

-2

-4
-4

-2

0

2

図2. 液体状態の渦集団

18

4

C-6

電子メール送信需要におけるベキ則ゆらぎ分析
佐賀大学 総合情報基盤センター A

松原義継A , 日永田泰啓 A , 只木進一 A

サイズのゆらぎはデータ量のベキ則ゆらぎを無

インターネット上のパケット流量には、1/f ゆ

相関に近づけることが分かった。

らぎを代表とするベキ則ゆらぎが観測されている。中には、数ヶ月スケールでのベキ則ゆらぎ

今 回 、そ の 分 析 に つ い て 報 告 す る 。
ϭϬ͕ϬϬϬ F
Data flow
Sending requestsも報告されている。
現在、我々は各種ネットワークサービスの中でもメジャーな電子メールサービスについて、
その送信需要でのベキ則ゆらぎを調査している。

Ҹ 0.68αData flow
αSending requests Ҹ 0.76

ϭ͕ϬϬϬ

0.5y

自組織内部での電子メール送信記録 3 年間分を用いて、送信需要でのベキ則ゆらぎを分析した。

ϭϬϬ

分析ツールとしてパワースペクトルおよび非1w

定常時系列にも対応可能な Detrended Fluctu-

ϭϬation Analysis (DFA) を用いた。
分析した結果、電子メールの送信行為からもϭ

ベキ則ゆらぎが現れること、および電子メール

C-7

1dl ΀ŚŽƵƌ΁
ϭ

ϭϬ

ϭϬϬ

ϭ͕ϬϬϬ

ϭϬ͕ϬϬϬ

自己無撞着非局所励起理論に基づく銅酸化物超伝導体の励起スペク
トルと 1/8 不安定性
琉球大理 A , 琉球大院理工 B

梯祥郎A , A. R. PatoaryB , S. ChandraB

準二次元銅酸化物系の特異な物性を特徴づける低エネルギー励起の研究は，これまでモンテカル
ロ法や厳密対角化の方法，動的クラスター理論などの多くの方法を用いて行われてきたが，長距離非局所相関が取り入れられていない事，励起スペクトルにおける運動量・エネルギーの解像度に限界がある事などのために，スペクトルのより詳細な構造を議論することが困難であり，新しい理論
的方法の開発が重要になってきている．本講演では，我々が最近発展させた自己無撞着射影演算子
法を２次元ハバードモデルに適用した結果について報告する．この方法では，リュービル演算子を用いた遅延グリーン関数から出発して，非対角有効媒質を導入したクラスター増加展開法を用いて無限まで遠くの非対角自己エネルギーを取り入れる．その結果，上述した長距離電子相関を取り入れると同時に，運動量・エネルギー解像度の問題も解消される．２次元正方格子ハバードモデルについて数値計算を行った結果，励起スペクトルの形状やフェルミ面は最近の動的クラスター理論の結果と良く一致する．さらに，長距離非局所相関のために，モット・ハバードバンドの分裂が大きくなり，反強磁性相関によるシャドーバンドが現れることが分かった．また，長距離電子相関によって，ファン・ホーブ異常をもつ状態密度のピークがドーピング濃度 0.123 付近に現れることを見出した．これは実験で見出されている 1/8 不安定点と一致し，これらが密接に関連していることを示している．

19

C-8

Theory of Momentum Dependent Local-Ansatz Approach from
Weak to Strong Electron Correlations
琉球大院理工 A , 琉球大理 B

M. Atiqur R. PatoaryA , 梯 祥郎 B

Momentum dependent local-ansatz (MLA) wavefunction [1, 2] which we have developed quite
recently describes accurately electron correlations from the weak to intermediate Coulomb interaction (U) regimes. The theory, however, did not work best in the strong U regime. To overcome
the diﬃculty, we propose here a new MLA wavefunction which start a hybrid wavefunction. The
latter can vary via a new variational parameter w from the Hartree-Fock (HF) wavefunction(w=0) suitable for the weak interaction regime to the alloy-analogy (AA) wavefunction (w=1)
suitable in the strong interaction regime. Numerical results based on the half-ﬁlled band Hubbard
model on the hypercubic lattice in inﬁnite dimensions show up that the new wavefunction yields
the ground-state energy lower than the Gutzwiller wavefunction (GW) in the whole Coulombinteraction regime. Calculated double occupation number is smaller than the result of the GW
in the metallic regime, and is ﬁnite in the insulator regime. Furthermore, the momentum distribution shows a distinct momentum-dependence in the metallic region and a non Fermi liquidbehavior in the insulator region, which are qualitatively diﬀerent from those of the GW.
[1] Y. Kakehashi et. al.: J. Phys. Soc. Jpn. 77, 114702 (2008). [2] M. A. R. Patoary and Y.
Kakehashi: J. Phys. Soc. Jpn. 80, 114708 (2011).

C-9

ソフトモード乱流の非熱的 Brown 運動における二つのモード
九大工 A

村本尚之A , 鈴木将 A , 日高芳樹 A , 鳴海孝之 A , 甲斐昌一 A

ソフトモード乱流 (SMT) とは液晶電気対流

れ方にも変化があると予想される。今回の講系で見られる時空カオスの一つで、対流ロー

演では以上の実験の結果と、それぞれのモー

ルの方向がほぼそろった領域が集まったパッチ

ドについて相関関数や拡散係数などを用いて構造を持っている。SMT 中に微粒子を混入す考察を行った結果について発表する予定である。

ると、その揺動によって駆動され拡散していくが、このような時空カオスによる拡散現象を非熱的ブラウン運動と呼んでいる。非熱的ブラウン運動では非熱的な揺動で微粒子が駆動するため、一般のブラウン運動とは特徴の異なる拡散現象が現れる。本研究では非熱的ブラウン運動の詳細な観察を通じて、SMT における揺らぎの統計的性質を明らかにすることを目的としている。今回、詳細な観察を行った結果、非熱的ブラウン運動には異なった動き方をする二つのモードが存在することが明らかになった。この異なる動きには SMT のロールとパッチの階層構造が反映されていると考えられる。また今回は重さの異なる微粒子を用いた実験も行った。粒子が重くなると対流ロールへ乗りにくくなると考えられるため、モードの現

20

C-10

ソフトモード乱流の磁場応答
九大工 A , Gadjah Mada 大 B
昌一

飯野美里A , Fahrudin NugrohoB , 日高芳樹 A , 甲斐A

液晶電気対流で発生するソフトモード乱流と C の相互作用の仕方が違うため、異なった（SMT）は、局所的な対流ロールの波数ベクト

性質の時空カオスを生じる。そのため OR 領域

ルである q と南部-ゴールドストーンモードとと NR 領域に分けて研究を行う必要があるが、してふるまう液晶配向ベクトルである C とが相これまでに OR 領域の研究のみ行われている。

互作用することで発生する時空カオスである。

従って、本研究では特に NR 領域に着目する。

SMT に磁場を与えると、C は磁場方向に平行（または反平行）になり、相互作用は抑えられ、パターンは秩序化される。この秩序化は、２次
元 XY モデルの磁化を元に導入した、パターン
秩序度 Mp によって定量化することができる。
本研究は、外場（磁場）に対する系の応答について、Mp を用いて評価し、SMT の時空カオ
スの性質を調べることを目的とする。一方で、SMT には、２種類のパターン (オブリクロー
ル (OR) とノーマルロール (NR)) が存在し、qC-11

液晶電気対流中の粒子の運動
九大理 A , 九大院理 B

高橋健太郎A , 岩下靖孝 B , 木村康之 B

負の誘電異方性を持つ液晶に交流電圧を印加すると、ある閾値で電気対流が発生し、電圧、交流周波数に応じて様々な対流パターンが現れることが知られている。近年、非熱的に駆動された微小粒子の運動に関する研究が進んでおり、本研究では電気対流中における粒子の運動100μmに注目した。

図１ロールパターンの偏光顕微鏡写真。

実験は、一様にプレーナー配向したネマチッ
ク液晶中にシリカ粒子を分散させ、対流を起こした状態で粒子の運動を追跡した。図 1 は50Hz の交流電圧下で閾値を超えて、初めに現れるロールパターンである。このロール対
流中の粒子の軌跡は図 2 のようになり、１つのロールにある時間トラップされた後、別の10µm

ロールに飛び移る様子が見られた。粒子の運50µm

動の印加電圧依存性等の詳細は当日発表する。

21

図２ 対流中の粒子の軌跡の例。
矢印はロールの軸方向。

C-12

原田佐々公式が成り立つ時間領域の拡張
九州大学理学府 A

山田一雄A , 吉森明 A[目的]
Harada-Sasa 公式は非平衡定常状態にある系の散逸率と揺動散逸関係の破れを結びつける。
J = γ lim [C(t) − kB T R(t)]

(1)

t→+0

C(t) は速度の時間相関関数、R(t) は速度の応答関数であり、γ は粘性抵抗を表わす。この公式はoverdamped モデルと underdamped モデルと呼ばれる２つのランジュバン系についてそれぞれ独立に導出されている。一方で、overdamped モデルは underdamped モデルの慣性項を無視するという近似を行うことで得られることが知られており、この２つのモデルは独立ではない。そこで
我々は、両者について統一的に Harada-Sasa 公式を導出することを目的とする。

[手法]
上で述べた慣性項を無視するという近似は、速度の拡散する時間スケールと位置の拡散する時間
スケールが分離することと等価である。時定数の分離パラメター ² = m
γ について揺動散逸関係の破れを展開することで、我々は次の結果を得た。

[結果] 原田佐々公式は位置の時間スケール τ = 0、任意の速度の時間スケール t で成り立つ。
J = γ lim [C(t, τ ) − kB T R(t, τ )]

(2)

τ →0

上式は t=0 の時 under-damped モデルでの Harada-Sasa 公式となり、t → ∞ の極限でover-damped モデルでの Harada-Sasa 公式となるので、統一的な導出ができた。t = 0 と t → ∞の間の領域で成り立つこともわかった。

C-13

電力網の位相モデルにおけるカスケード故障
九州大学 総合理工学府 A

松尾龍磨A , 坂口英継 A

計算機シミュレーションにより、電力ネッ
Generator
Load

トワークを単純化した位相モデルを用い、電力不足による故障が連鎖して大規模停電に至るカスケード故障のダイナミクスを研究する。
発電機と負荷が接続された電力網の位相モデルを考える。発電機の位相Φ i は、

d2 Φ i/dt2 = −D ω i + T i −P i − Ei Σ EijY ijsin(Φ i − Φ j)式に従う。通常運転時は発電機に負荷がかかるとトルクを増大させて出力周波数を維持す図!"電力ネットワークモデル る。発電機のトルクが限界値を超えると一定100の周波数を維持できなくなり発電機が停止す
ると仮定する。一方負荷の位相と電圧 E をGenerator
Load

80

決めるもう一組の式がある。消費電力が十分%

60に小さい時は E に安定解と不安定解が存在

40するが、消費電力が臨界値を超えた場合解が存在しなくなり、電圧崩壊が起こる。電圧崩20壊が起こると負荷への電力供給がなくなり停

0電する。モデルを図１、結果を図 2 に示す。

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

P

図#"消費電力と停電率、ステップアウト率の関係 

22

C-14

水の密度が 4 ℃で最大となる謎を解明する熱力学的理論と実験デー
タを再現する粒子間相互作用
琉球大学理学部 A

安富允A

水の密度が４℃で最大となる謎を解明するために、何百年にも渡って大勢の科学者が絶えざる努力
を捧げ、膨大な量の論文が出版されてきた。それにもかかわらず、未だにその機構は明らかにされていない。本研究では、熱力学と統計力学の法則にもとづいた SCOZA 法を用いて、実験データをよく再現する水分子間相互作用を求め、それを使って水の負の熱的膨張の熱力学的機構を明らかにする。今回、我々が理論的に求めた一気圧のもとにおける密度温度曲線は、温度が -30 ℃以下
では実験データとの一致は良くないが、-20 ℃から 100 ℃までの範囲では両者間のずれの最大値は0.0006 g/cc であり、従来のどの水モデルよりも遥かに高い精度で実験結果を再現している。このような、水の不思議な振る舞いは、excess internal energy の熱的振る舞いによって引き起こされるものであることを明らかにする。これによって、これまでに提唱されてきた諸説は、現象の本質を捉えていないことが明らかとなる。例えば、折り畳み式傘が閉じて小さくなったり、開いて大きくなったりするのは骨組みが曲がったり伸びたりするからであると説明するのは、間違いではないが、物事の本質を捉えた説明にはなっていない（従来の説）。骨組みの根元を人間の手で引いたり押したりすることによって、骨組みが曲がったり伸びたりして、閉じて小さくなったり、開いて大きくなったりするのであると説明すべきである（我々の説）。この人間の手に相当するものが何であるかについて本講演で説明する。我々が発見した機構によって負の熱的膨張が生じた結果、それに伴って、水素結合が生まれて水分子間にネットワークが形成されたり、液液転移が起きたり、高密度層と低密度層の二層に分離したりするのであると考えた方が良さそうであることについて論
じる。

C-15

応力下の多成分リポソームの相分離
九大理 A , 九大院理 B

祐下岳志A , 木村康之 B , 柳澤実穂 B

生物の細胞膜の基本構造は、リン脂質の二分

(A)

(B)

(C)

(D)

(E)

(F)

子膜で形成されている。多成分リポソームの相分離でみられるマイクロドメインが生体中の脂質ラフトと関連があると考えられ、近年、相分離リポソームの研究が盛んに行われている。
本実験では、DPPC,DOPC, コレステロールからなるリポソーム内にシリカ粒子を封入し、それを光ピンセットで引っ張ることで内側から応力を与えた。応力がない場合、マイクロドメ
インが形成された後、それらが融合し大きなドメインが作られる。
（図 A → C）しかし、応力を10μｍ加えた場合、曲率が大きくなった場所に自発的

図にドメインが集まり融合し、大きなドメインが形成された。
（図 D → F）これより、膜の変形とドメイン形成とが関連することが示唆される。

23

応力なし(A,B,C)と応力あり(D,E,F)の場合のリポソームの相分離の蛍光顕微鏡像
白いドメインはDPPCリッチ相応力は矢印方向C-16

ミクロ液滴内での水性二相分離とゲル化によるパターン形成
九大院理 A

柳澤実穂A , 濁川慎平 A , 鴇田昌之 A

細胞は、多様な生体高分子を内包しており、それらを機能発現に適した空間配置となるように時空間制御しているが、その制御機構は未解明である。そこで本研究では、その制御機構を理解する
ために、脂質膜に覆われた細胞モデルを用いて、ポリエチレングリコール（PEG）とゼラチンの混合水溶液を内包する実験を行った。この PEG −ゼラチン−水系は、温度低下に伴って（PEG 相とゼラチン相への）液−液二相分離とゼラチンのゲル化という２つの転移現象を示す。相分離点とゲル化点の大小関係は組成に依存するが、今回はゲル化点よりも相分離点が上となる条件で実験を行った。ゲル化点以上の相分離後期過程では、小さなゼラチン相の相分離ドメインが互いに衝突合体して成長する。一般に、衝突合体によるドメインサイズの成長則は、時間の 1/3 乗に従うことが知られている。そこで、ゼラチンドメインの直径 d は冪乗則：ta （t：時間、a：定数）に従うと仮定して解析したところ、モデル細胞の直径 D が 100µm 以上では 1/3 の冪乗則に従うことが明らかとなった。一方、D が 50µm 以下では、冪 a が 1 程度まで増加するようすが観測された。これは、電解質であるゼラチン相の脂質膜への濡れが影響したと予想される。また、相分離後に１つ大きなゼラチンドメインを持つモデル細胞に対して温度を下げ、ゲル化に伴う変化を解析した。その結果、モデル細胞の直径 D が約 50µm 以下の場合でのみ、相分離界面を小さくするようにモデル細胞が変形することがわかった。モデル細胞が大きい場合では、ゼラチンゲルの弾性が相分離の界面張力に打ち勝つために変形は起こらないと考えられる。また、相分離の途中でゲル化をさせることによって、モデル細胞界面との相互作用もカップルした様々なミクロゲル・パターンが観察されたので、それについても紹介したい。

C-17

フィードバック増強 active/passive マイクロレオロジーによる細胞骨格の力学計測九州大学大学院理学研究科 A

MarcelBremerichA , 有松寛A , 水野大介 A

生きている細胞内部ではモーターたんぱく質により生成された揺動力が絶えず散逸しており、こうした非平衡システムの挙動を明らかにするためにはマイクロレオロジーにより揺らぎと応答の両方を同時に測定することが有用である。そのためには細胞に貪食させたコロイド粒子を安定的に光トラップする必要があるが、強い非熱的な力により細胞内部のコロイド粒子は容易にレーザーの焦点を外れてしまうことが問題であった。本研究では、細胞内部の揺らぎ応答を測定するために PID
コントローラーを用いたフィードバックシステムを導入した。粒子の変位を 4 分割フォトダイオー
ドで計測し、３ D-piezo ステージの挙動との二つの出力の信号により粒子の軌跡を完全にかつ安定的に把握できる。今回の手法を用いて揺動散逸定理の破れとして非平衡度を定量検出する。

24

C-18

広帯域マイクロレオロジーにより観測される細胞骨格の非線形かつ異方的かつ非アファインな力学応答
九州大学物理学科 A , Leeds 大学物理学科 B

水野大介A , David HeadB

真核生物の細胞内部には細胞骨格と呼ばれる繊維状のタンパク質重合体からなるネットワークが張り巡らされている。この細胞骨格は、外部環境から加えられた力、あるいは内部で自発的に生じた力を受け止めて、さらには別の場所 (例えば細胞膜上の力学受容体) に伝播させることで、細胞や器官の様々な振る舞いに影響を与える。細胞内部における力学刺激と、それに対する生理的応答は共にミクロなスケールで進行するために、そのメカニズムを理解するには微視的な応力の存在下における細胞骨格の微視的な力学応答を調べる必要がある。 そこで本研究では、中間径フィラメン
トであるビメンチンゲルの内部に分散させた直径２ミクロンのコロイド粒子を光トラップし、微視的な空間スケールの力の単極子を生成させた。そこから数ミクロン離れた場所に存在するコロイド
粒子の熱揺らぎを観測することで (マイクロレオロジー)、周辺のビメンチンゲルの力学特性を求めた。その結果細胞骨格ゲルの力学応答は加えられた力に依存して大きく変化し（非線形硬化現象）、これによりシステムの対称性が破れて異方的な特性を示すことが分かった。 我々は、得られた実験結果は空間スケールによらない変形 (aﬃne 変形) を仮定した力学モデルでは全く理解することができないことを示す。構成高分子の持続長が架橋点間距離よりも長い細胞骨格においては、
巨視的なスケールの変形と架橋点間距離程度の変形が異なること (非-aﬃne) は、十分にあり得ることである。当日は、ミクロな空間スケールにおける非-aﬃne な変形を考慮することで、実験結果を説明する理論モデルについて議論したい。

C-19

Athermal Fluctuations of Diﬀerent Probe Sizes in Active Cytoskeletal Networks
2Rudolf Peierls Center for Theoretical PA , 1Department of Physics, Kyushu
UniversitB Heev AyadeB , Irwin ZaidA , 山本匠 B , 豊田聖啓 B , Peijuan ZhangB ,Julia YeomansA , 水野大介 B

A reconstituted active cytoskeletal networks consisting of an actin ﬁlament network coupled tomyosins (motor proteins) have been shown to display rich in dynamical and mechanical behaviors
that is often in contrast to passive, equilibrium system. The motor proteins, which spontaneously
generate forces, kept the active cytoskeletal network out of equilibrium. The athermal ﬂuctuations observed in the network are linked to the active force generation by motor proteins whichgive more relevant information including the interaction with the surrounding materials. In priorstudies, only the second moment of the athermal ﬂuctuations has been investigated. A priori,
we cannot expect Gaussian statistics in nonequilibrium systems. Indeed, the full displacement
distribution of the athermal ﬂuctuations in active cytoskeleton recently probed using video microrheology is found to be far from Gauss. In this study, we investigated the nonequilibrium
statistics and dynamics of the active network by analyzing the athermal ﬂuctuations of diﬀerent
probe sizes embedded in the same active system. The model developed here is based on truncated Levy statistics which is generally observed for the force generators whose impacts decays
as 1/r2. It was found that the truncation of Levy becomes less and power-law tail is enhanced
as the probe particle gets smaller.

25

C-20

シャペロニンの中央になぜ蛋白質が入るのか
九大院理 A , 神戸大理 B , 京都大エネ理工 C
森明

原諒平A , 天野健一 B , 木下正弘 C , 吉A

シャペロニンはシリンダー状のカゴのような最大の蛋白質の位置まで到達することがわかっ構造をしており、シャペロニンの中に入った変た。ゆえに、実験で測定しているのは蛋白質性状態の蛋白質がフォールディングするのを助が中央に留まっている非平衡状態であり、エンける。蛋白質がカゴの中に入る理由として、天トロピー最大の位置に到達する前にシャペロ

野、木下は溶媒のエントロピーに着目した。しニンの状態が変化し、平衡状態は観測できない。

かし、エントロピー最大の蛋白質の位置は蛋白質がカゴの底にあるときだが、実験では蛋白質が中央にあり、結果が一致しない。蛋白質のダ
イナミクスを明らかにすることでこの矛盾を解明する。
蛋白質の確率密度の時間発展をフォッカープ
ランク方程式で数値計算した。溶媒の効果は平均力ポテンシャルで考慮し、平均力ポテンシャル
は液体の平衡統計力学の理論を用いて計算した。
確率密度の時間分布の結果から蛋白質は一度カゴの中央に留まる。その後、エントロピー

C-21

数理モデルによるマイクロレオロジーの研究
九大院理 A井上雅郎A , 吉森明 A[ 目的 ] マイクロレオロジーの目的は、複雑流[ 結果 ] 広い範囲の U の値について、移流拡体の内部に入れたプローブ粒子の運動から、複散方程式を解いて得られたコロイド粒子の分布

雑流体の力学的性質を決定することである。そから、定常状態においてプローブ粒子に働く力のためには、複雑流体の微視的な状態とプローる。そこで、コロイド溶液中に対応する簡単なF を求めた。下の図は球形のプローブ粒子についての結果である。グラフから、U が大きい領域では、U に対する F の応答が小さくなるこ

系において、この関係の解明を目指す。具体的とが分かる。この結果は、Squires らが近似的には、コロイド溶液中を一定速度で動くプローに導いた結果 [1] と良く一致する。

ブ粒子に働く力と、その周りのコロイド粒子の[1]

ブ粒子の運動との関係を明らかにする必要があ

分布を計算する手法を開発する。

[ 方法 ] 円柱座標系において、回転軸対称な形状のプローブ粒子の周りにコロイド粒子が分散している状況を考える。簡単のために、全ての粒子を剛体と見なし、コロイド粒子間の相互作用と溶媒による流体力学的な相互作用は無視する。この時、プローブ粒子を回転軸方向に一定の速さ U で動かすと、周りのコロイド粒子の分布は移流拡散方程式に従って変化する。この方程式を数値的に解くことで、コロイド粒子の分布が把握できる。

26

T. M. Squires, J. F. Brady, Phys. Fluids 17, 073101(2005)

会場 D
領域 3

D-1

ホイスラー化合物 Fe2−x Cox MnSi の熱測定
鹿児島大学理工学研究科 AA田出 , 廣井政彦

古田達哉A , 甲斐慶太 A , 山下敏広 A , 伊藤昌和 A , 重A

強磁性転移温度 TC ∼ 250 K を持つホイス
ラー化合物 Fe2 MnSi は、低温（TR ∼ 60 K）
で反強磁性成分を持つ磁気相転移を起こすこと
0.6が知られている。しかし、その具体的な磁気的0.5
CP /T (J/K mol)

構造については明らかにはなっていない。今回

0.4

2

我々はこの系の磁気構造に対する知見を得るた

Fe2-xCoxMnSi

め、Fe2−x Cox MnSi の比熱測定を行った。 図-

1 に温度範囲 1.5 ＜ T ＜ 120 K における x = 0,0.05, 0.50 の比熱の温度依存性を示す。比熱測定の結果から x が増加するにつれて TR が減少す

0.3
0.2

x=
0
x = 0.05
x = 0.50

0.1

ること、また TR で変化する磁気エントロピーも00減少することがわかった。TR での磁気相転移は

x = 0.15〜0.17 で消失することが予想される。

27

20

40

60
T (K)

80

100

120

図-1 Fe2-xCoxMnSiの比熱の温度依存性

D-2

ホイスラー化合物 Ru2 CrSi の磁場中の性質
鹿児島大理 A , 鹿児島大院理工 B , 熊本大 C
B

B

B

西井上創羅A , 諏訪秀和 B , 内田かおBり , 伊藤昌和 , 重田出 , 廣井政彦 , 小山佳一 B , 藤井宗明 C
我々は，ホイスラー化合物 Ru2−x Fex CrSi の物性について研究してきた．Fe-rich ではハーフ(

1.5

メタル的な強磁性と考えられる．一方，Ru-richの Ru1.9 Fe0.1 CrSi では長距離秩序を示さずス

¬

1

0



3

)

1

ピングラス的な磁性を示し，x=0 の Ru2 CrSi
では TN 〜14 K で反強磁性転移をすることが

T

N

R

u

0.5

わかった．また，TN は磁場によってあまり変化しないこともわかった．

0

100

200
T

さらに，我々は磁気抵抗効果，ホール効果に

2

0

(

K

C

r

S

i

T

300

)

Φ

ついても調べている．Fig.1 からわかるように
電気抵抗の温度変化では，反強磁性転移を示す
アノマリーが観測された．Fig.2 に T =4，10，

20 K での磁気抵抗比での磁場変化を示す．各温度で正の磁気抵抗効果を示している．また，磁気抵抗比は転移温度前後においてあまり変化がみられず，温度に依存していないことがわかる．

ΦD-3

Ru2−x Mx CrSi の反強磁性とスピングラス
鹿児島大院理工 A

東内智生A , 内田かおり A , 伊藤昌和 A , 重田出 A , 廣井政彦 A ,小山佳一 A
第一原理バンド構造計算によるとホイスラー

らはスピングラス転移または反強磁性転移と化合物 Ru2−x Fex CrSi は Fe-rich では強磁性考えられる。この結果を Ru2−x Fex CrSi の結となりハーフメタルまたはそれに近いスピン

果と比較し、これらの転移について議論したい。

分極率を持つと考えられ、Ru-rich では反強Tw30;7Pk2027EtUk

磁性が安定となる。また廣井らは極低温において Ru1.9 Fe0.1 CrSi ではスピングラス転移、¥HE
HE

Ru2 CrSi では反強磁性転移が見られることを報

Vh4

7V

Vh3

5V

告した。
そこで我々は Fe 置換を Ni 置換に変えた

3V

Ru2−x Nix CrSi の試料を作成し、0.005〜5T の磁場で磁化測定を行った。図に Ru1.95 Ni0.05 CrSi

203Vの各磁場での温度と磁化の関係を示す。図で示
V "*M+

すように２つの異常 (Tf 1 ,Tf 2 ) がみられ、これ

28

D-4

アンドレーエフ反射法による Ru0.2 Fe1.8 CrSi のスピン分極率測定
鹿児島大院理工 A

春森浩平A , 西迫裕也 A , 重田出 A , 伊藤昌和 A , 廣井政彦 A

Ru2−x Fex CrSi は第一原理バンド計算から[3] Y. Ji, G. J. Strijkers, F. Y. Yang, and C.

ハーフメタルと報告された [1]．我々は磁化測

L. Chien: Phys. Rev. B 64 (2001) 224425.

定から 1.0 ≥ x の物質についてハーフメタル

1.9

特性が実現されている可能性があることを明7.5Kらかにした [2]．そこで，本研究では x = 1.8

7.25K

1.7

の Ru0.2 Fe1.8 CrSi を合成した．このホイスラー

7.0K

合金と超伝導体の接合を作製し，微分コンダ
1.5

クタンス G(V) の測定を行い，拡張 Blonder-

6.0K
5.0K

G(V)

Tinkham-Klapwijk(BTK) モデル [3] による理論解析からスピン分極率 P の決定に取り組ん
だ．Ru0.2 Fe1.8 CrSi の微分コンダクタンスの温

4.0K

1.3

3.0K

度依存性と拡張 BTK モデルによる解析結果を

1.1

2.0K

図に示す．解析結果から P = 0.622 が得られ

1.37K

た．

0.9

[1] S. Mizutani, S. Ishida, S. Fujii, and S.
Asano: Mater. Trans. 47 (2006) 25.

Ru0.2Fe1.8CrSi/
Pb junction
0.7
-0.01

[2] M. Hiroi, K. Matsuda, and T. Rokkaku:
Phys. Rev. B 76 (2007) 132401.

D-5

FittingExperiment

0
0.005
0.01
-0.005
V(V)ᅗ Ru0.2Fe1.8CrSi䛾ᚤศ䝁䞁䝎䜽䝍䞁䝇䛾 ᗘ౫Ꮡᛶハーフメタル型ホイスラー合金 Co2 MnSi のスピン分極率測定
鹿児島大院理工 A , 東北大院工 B , 東北大金研 C 西迫裕也A , 春森浩平 A , 重田出 A ,大久保亮成 B , 梅津 理恵 C , 伊藤昌和 A , 小山佳一 A , 貝沼 亮介 B , 廣井政彦 A

スピントロニクス分野の機能性材料として，膜とホイスラー合金の界面で生じるアンドレー
エフ反射に起因していることがわかった．

ホイスラー合金のハーフメタルという特性が注目されている．その材料として Co2 MnSi は，

Co2MnSi/Pb junction

ハーフメタルであることが予測されている．本T = 7.2 K

1.24

T = 7.0 K

研究では，X 線回折，磁化測定，Andreev 反射法

T = 6.5 Kを利用した微分コンダクタンスの測定を行い，

1.19

T = 6.0 K

拡張 Blonder-Tinkham-Klapwijk (BTK) 理論

T = 5.5 Kを利用してスピン分極率を見積もった．図は T= 1.5 K から T = 7.2 K までの測定から得られた規格化微分コンダクタンス g(V) ≡ G(V)/G n

T = 5.0 K

1.14
G(V)/Gn

T = 4.5 Kと，拡張 BTK 理論による解析結果である．こT = 4.0 K
1.09

T = 3.5 K

こで，G(V) は各測定温度でのコンダクタンスとT = 3.0 K

Gn は常伝導状態のコンダクタンスである．図中の白丸は実験データを，赤線は拡張 BTK 理論
による解析結果を示している．実験結果と拡張

1.04

BTK 理論の計算結果は良い一致を示し，スピ
ン分極率は P = 52.5%という値を得た．また，

0.99
-0.01

T = 2.5 K
T = 2.0 K
T = 1.5 K-0.005

0
V(V)

0.005

微分コンダクタンス
微分ダクタ
G(V)/Gn の温度依存性
温度依存性

微分コンダクタンスの温度依存性から，Pb 薄

29

0.01

D-6

半ホイスラー化合物 CoTiSb の置換効果
鹿児島大院理工 A , 鹿児島大理 BAA和 , 重田出 , 廣井政彦

諏訪秀和A , 西井上創羅 B , 東内智生 A , 伊藤昌

A

我々は、非磁性で半導体的振舞を示す半ホイスラー化合物（C1b 型構造）CoTiSb において、その元素置換による物性の変化を調べている。今回は、同じ C1b 型構造の化合物

RuTiSb が作製されているという報告に着目し、Co1−x Rux TiSb の作製を試みた。x ≤0.2の試料の X 線回折の結果を図 1 に示す。Ru 置換
により、42 度付近で C1b 型構造で見られるピー
クとは異なるピークが見られる。このピークは不純物によるものである可能性が高いが、その原因については現在検討中である。このピーク
を除き C1b 型構造と考えて格子定数 a を求めたものを図 2 に示す。置換量 x が多くなるにつれて格子定数は単調に増加する。このことは、Coが Ru に置換されて、C1b 型構造の試料ができていることを表していると考えても矛盾はない。

D-7

化合物 CoCl22H2O のプロトン NMR
福岡工業大学 A

中村友宣A , 善明和子 A , 久保英範 A

化合物 CoCl2・2H2O はネール温度 17.2K のの目的は化合物 CoCl2・2H2O のプロトン NMR

反強磁性物質である。代表的な化合物反強磁性測定から、スペクトルの分裂を確認し、その原としてこれまで多くの研究がなされてきた。そ因を明らかにすることである。下図は共鳴周波の結果、磁気モーメントは b-軸を容易軸とし、数の磁場の依存である。ゼロ磁場でも 2 つのc-軸方向を強磁性的に、c-面内では反強磁性的に結合していることが示されている。Co の周ピークが存在することが明らかであり、原因については現在考察中である。

りには 4 つの水素原子が存在し、その位置は対称である。したがって磁気構造と結晶構造から

4 つの水素原子核の受ける双極子磁場は、低温で外部磁場がない場合はすべて同じ大きさの約4.23kOe であり、プロトン NMR のスペクトルは 1 本のピークからなるとされてきた。また混晶 Co1-xMnxCl2・2H2O でも Co の容易軸は b軸で 1 つの共鳴周波数ということですべての結果を説明できた。しかし Narath は外部磁場がない場合のプロトン NMR スペクトルは 1 つの共鳴周波数によるピークではなく、近接した 2つの周波数に分かれていると主張した。本研究

30

D-8

天然鉱物 Dioptase のプロトン NMR
福岡工業大学 A

孟磊A , 善明和子 A , 久保英範 A

天然鉱物 Dioptase（Cu6Si6O18・6H2O）のプロトン NMR スベクトルである。15MHz、は、S=1/2 のハイゼンベルグ型反強磁性体であり、そのネール点は 15K である。Dioptase は、

19MHz の大きなピークが観測される。また、周波数の磁場依存から、0〜2MHz 周波数領域にチェーン内交換相互作用によって接続され、cも幾つかのピークが存在することが分かる。現軸に沿ってたらせんチェーンで構成されている

在、これらの周波数を再現するような磁気構造

特有スピンネットワークを持つ反強磁性体であを明らめにするため、Cu チェーン内、チェーる。格子内 c 軸方向にらせんチェーン内交換相

ン間の交換相互作用、磁気モーメントの大き互作用を J c とする。また、チェーン間にも交さ、方向等を考慮した計算モデルで、プロトン

換相互作用 J d がある。Gros らは、チェーン

が Cu 原子より受ける双極子磁場から共鳴周波内とチェーン間は共に反強磁性であると仮定数を求め、Dioptase の磁気構造を解析中である。

し、量子モンテカルロ法や磁化率の測定から、その大きさを見積もっている。一方、H.Ohta
らは、チェーン内を反強磁性、チェーン間を強磁性を見なして、強磁場磁化過程や強磁性

ESR 測定から、Dioptase は強磁性的なチェー
ン間相互作用を持つ擬一次元反強磁性体であることを示している。今回、プロトン NMR より、チェーン内、チェーン間の相互作用および、磁気モメンートの向き等、Dioptase の微視的な磁気構造を考察する。

D-9

図はゼロ磁場Eu(Rh1-xIrx)2Si2 における強磁場磁化過程
九大院理 A , 東大物性研 B

喜舎場英吾A , 浜野卓 A , 光田暁弘 A , 和田裕文 A , 近藤

晃弘 B , 金道浩一 B

Eu は 化 合 物 中 に お い て 4f 電 子 数 が 7す。反強磁性体の x=0 を除いてヒステリシス

個 (Eu2+ ,J=7/2) の状態をとる場合と、6 個を伴うメタ磁性が観測されている。磁場によっ3+て価数転移が誘起され、磁性的な Eu2+ に変化(Eu ,J=0) の状態をとる場合があるが、稀に両者の間で不安定になることがある。正方晶
TrCr2 Si2 型構造をとる Eu(Rh1−x Irx )2 Si2 はしたと考えられる。転移磁場は x の増加とともに上昇する。当日はより詳細な結果を報告する。

x≥ 0.25 において Eu の 4f 電子数がある温度で変化する（すなわち価数転移する）ことが最近報告された。[1]我々は本系の価数転移に対する磁場効果を調べることを目的として強磁場磁化過程を測定した。試料はアーク溶解により作製し、粉末 X 線
回折によって試料同定を行った。強磁場磁化過程は東大物性研金道研究室のロングパルスマグ
ネットを用いて最高磁場 55T まで測定した。
内挿図に x=0.4 の磁化率の温度依存性を示す。磁化率が 50K 付近で温度上昇とともに鋭く増加している。この温度域で非磁性的な 3 価から磁性的な 2 価へ価数転移していることがわかる。図に x=0〜0.5 までの強磁場磁化過程を示

31

D-10

磁気抵抗測定を用いた貴金属ナノワイヤにおける強磁性の探索
九州大学大学院工 A , 九州大学工 B , 金沢大学教育 C
AAC

大西雄貴 , 稲垣祐次 , 辻井宏之 , 河江達也
これまでに Pd 微粒子や高分子修飾された Ag

高田弘樹B , 家永紘一郎 A ,A

微粒子において強磁性が現れるという報告がな

197201 (2003) [2]E. Goikolea et al. J. Appl.
Phys. 107, 09E317 (2010) [3]K. Ienaga et al.

されている [1][2]。これに対して私たちは、ナノ

Appl. Phys. Lett. 101, 123114 (2012)

ワイヤの作製及びワイヤサイズの制御が可能である MCBJ 法を用い、Pd と Ag の強磁性−常磁性転移を、磁気抵抗測定を用いることで探究した [3]。その結果 Pd, Ag ともに、ワイヤサイ
ズの微小化に伴い磁気抵抗効果が観測された。
図は Pd における抵抗 80 Ωの接点に対して±
400Oe の磁場をスイープさせた際の磁気抵抗効果の測定結果である。ヒステリシスを伴った磁気抵抗効果が観測された事から、強磁性を示唆していると考えられる。本講演では、磁気抵抗効果と接点サイズに対する関係について考察を行う。

[1]T. Shinohara et al. Phys. Rev. Lett. 91,

D-11

強磁性単一金属における近藤効果の探求
九州大学大学院工 A , 九州大学工 B , 金沢大教育 C , 九州大学稲盛フロンティアセ
ンター D

家永紘一郎A , 高田弘樹 B , 大西雄貴 A , 稲垣祐次 A , 辻井宏之 C , 木村D

崇 , 河江達也 A
強磁性が起源となっている可能性を支持してい近藤効果とは母金属中の磁性不純物が持つ磁気モーメントに対する遮蔽効果であるが、１種る。

類の強磁性金属 (Fe,Co,Ni) においても単原子[1]M.R.Calvo et al, Nature, 458 1150(2009)レベルまでの微小化によって観測されることが[2]K.Ienaga et al, Phys. Rev. B 86, 064404(2012)

近年報告された [1]。この報告は、強磁性と近[3]K.Ienaga et al, Appl. Phys. Lett. 101, 123114(2012)

藤効果は一般的に共存しないという観点からも、その起源に関してさらなる探求を行う必要がある。前回までの講演において我々は、強磁性金属 Ni における近藤効果のサイズ依存性を
ナノサイズから単原子サイズまで測定し、近藤
効果出現の起源を探究してきた [2]。今回は Pdが微小化によって強磁性を発現することに着目
し [3]、Pd において近藤効果の探求を行った結果を報告する。図は T ∼ 5K で測定された Pd
原子サイズワイヤの微分伝導度であり、近藤効果を示唆するゼロバイアス異常が観測されている。この結果は、単一金属における近藤効果は

32

D-12

液体急冷した Fe 希薄域 CuAuFe 及び CuAgFe 合金の磁性
長崎大学工学部 A , 京都大学大学院理学研究科 BA

A

B

金子和寛A , 向健太朗 A , 森村隆

B夫 , 近藤慎一郎 , 道岡千城 , 小林慎太郎 , 吉村一良 B

CuAgFe 合金系は、Fe 高濃度域（20at.%以上）では巨大磁気抵抗効果を示すが、その磁性と構造および状態図との関連についてはま だ調べられていないことが多い。 そこで
我々は、CuAgFe 合金及び Ag を Au に置換した CuAuFe 合金について、組成と磁性の関連が比較的連結しやすい Fe 希薄域について研究を行った。
今回解析に用いた Fe 希薄域合金の試料組成は Cu 60Ag 35Fe5 ならびに Cu 60Au 35Fe5 である。まず高周波溶解にてインゴットを作成し、アルゴンガス雰囲気下で周速度 31m/s で液体急冷を行い、リボン試料(As-Quench 試料)を作成した。また両急冷試料について 500℃で 10
時間熱処理を行いそれぞれの試料について X 線
回 折 、 磁 化 測 定お よ び透 過 電 子 顕 微 鏡 観 察（TEM）を行った。
X 線回折の結果では、As-Quench 試料に関しては両組成とも Fe の析出は見られなかった。
Cu 60Au 35Fe5 合金では、Cu と Au が高温域では全率固溶するため、単相のピークのみであるが、Cu 60Ag 35Fe5 合金では、Cu と Ag は高温域でも全率固溶しないため、Cu 及び Ag 相のピークが観察された。また両組成とも 500℃で 10 時間熱処理した場合 Fe の析出が認められた。
図 1 は、磁化の温度依存性を示したものであるが、Cu 60Au 35Fe5 合金 As-Quench 試料以外では、

図1

磁化は温度変化は緩やかである。また M-H 曲線の解析より Cu 60Au 35Fe5 合金 As-Quench
試料は 300K 及び 77K では超常磁性を示すことがわかっており、帯磁率の値より磁性クラスタ−の磁気モ−メントは 300K で 180μB,77K で 90μB 程度である。最小二乗法の Fitting
結果では 300K で 110μB,77K で 70μB 程度が得られており、よい対応を示している。一方
Cu 60Ag 35Fe5 合金では、As-Quench 試料 300K でのみ超常磁性を示し、Fitting 結果では磁性クラス
タ−の磁気モ−メントは凡そ 5000μB である。ところで Ag-Fe 及び Cu-Fe 合金状態図では、Fe は
高温でも僅か若しくはほとんど Matrix 中に溶け込まないが、Au-Fe 合金状態図では、高温域で Fe はか な り 金 に 固 溶 する 。 そ れ 故 、液 体 急 冷 時 に
CuAgFe 合金では、磁性クラスタ−内での Fe 含有
量が多いが、CuAuFe 合金では、磁性クラスタ−

図2
内に多くの金原子が含まれていると考えられ、それが磁化曲線に影響を与えていると思われる。なお図 2 は Cu 60Au 35Fe5 合金 As-Quenchの TEM 明視野像である。ところどころに赤丸で示したようにクラスタ−のようなものが観察される。EDX 分析の結果では赤丸でかこまれた組成は Fe 組成がやや大きいものの、Matrix とそれほど大きな違いは無く、界面もシャ−プではない。これも Au-Fe 合金状態図
が示すように、凝固時に Au が多くの Fe を取り込めるため明確な界面を有さないと推定さ
れる。

未入力

D-13

ヘリカル磁性体 MnP の非線形磁化率測定
九工大工 A , 放送大学 B , 青山学院大学理工 C 松井英明A , 光島剛史 A , 美藤正樹 A ,出口博之 A , 岸根順一郎 B , 矢野真一郎 C , 高阪勇輔 C , 秋光純 C

遷移金属化合物である MnP は低温でヘリカ
6ル磁性を示し、その磁気相図は結晶軸に対する磁場印加方向のよって多様に変化する。しか

100 K
150 K
200 K

4

し、常磁性からヘリカル磁性に至る過程での2

M (arb. units)

磁気挙動については十分に解明されていない。
我々は、交流磁場の周波数と同強度、さらに温度を関数とする交流磁化率測定で、その磁気特性の温度変化を明らかにすることを目的とし

0-2て研究を行っている。MnP の印加する交流磁場に対する応答を高速磁気ヒステリシスとし-4て捉え直すと、図１に示すような多様なヒステ-6リシス曲線が観測できる。この結果を非線形運動方程式に基づくシミュレーションと比較し、

-3

-2

-1

0

1

2

3

H (Oe)
ac

非線形項の係数の変化に本結果の本質を落とし込むことで、磁気ダイナミクス研究の新た労踣.

なアプローチの典型例になりうると考えている。

33

1

0

H

z

潙誓╂ 凅溱槏椊涪 𨻶欛琫玢MnP潙粔礜竎艠碭礜蟠

D-14

渦電流損の評価による電気伝導測定方法の開発
九工大工 A

穴見僚悟A , 山口修平 A , 美藤正樹 A , 出口博之 A
× 0.01 mm ) の電気伝導率の温度依存性を示す。

カーボンナノチューブ等の超微小試料の電気伝導を測定する場合、従来は STM 等で観察しながら試料と電極を接触させて計測する方法が

 

用いられてきた。しかし、極めて高度な微細加工技術を必要とし、接触抵抗の影響を受けやす

気応答はその電気伝導性を反映する。それは、渦電流による磁場が発生し、この磁場の位相・振幅にその物質の電気伝導性が反映されるため



い等の問題があった。交流磁場中での導体の磁

 

8

 

 





である。我々は、この原理を使って、銀または銅の箔および粉末試料を対象にした、交流磁化率



 

測定によって、非接触の電気伝導性評価システ
ムを構築した。実際には、各温度毎で周波数依



 

存性を計測し、それを画一化することで、電気

伝導性を評価する。図１に、T = 5 (K) の時の

 



 

 
  

電気伝導率で規格化した銀箔 ( 2 mm × 2 mm

D-16









8

スピンーフォノン間相互作用の幾何学的構造変化による量子相転移
琉球大理 A , 和歌山高専 B

安田千寿A , 秋山聡 B

磁性体において量子力学的効果が顕著に現れる例として、格子の自由度を量子化したフォノンとスピンの相互作用が磁性体に及ぼす効果が研究されている。一般に、格子がゆがむと弾性エネル
ギーが増加するため、物質は歪みづらいと考えられるが、スピン-フォノン間に相互作用があると、量子力学的効果により歪むことがある。この相転移をスピン・パイエルス転移と呼ぶ。
我々の以前の研究では、スピン・パイエルス系のモデルとなるスピン-フォノン間相互作用のある量子スピン鎖において、フォノンの自由度をトレースアウトし、フラストレーションをもつ量子スピン系の有効ハミルトニアンを導く方法を提案した [1]。ここで、フラストレーションは、次近接スピン間相互作用などの長距離スピン間相互作用や多スピン交換相互作用により生じている。
本研究では、我々の方法を、幾何学的構造変化にともないスピン-フォノン間相互作用が変化する一次元系のモデルに適用した（スピン-フォノン間相互作用の強さを g とする）。その結果得られた有効ハミルトニアンを厳密対角化レベルスペクトロスコピー解析で調べた結果、次のことが分かった。(1) g=0 のときにスピン液体 (SL) 相にある系で g を大きくすると、SL 相がスピンギャッ
プ (SG) 相に相転移する。(2) g=0 のときに SG 相にある系では、g を大きくするに従い、SG →SL → SG の相転移があることを示唆する結果を得た。この相転移は幾何学的構造にも依存しており、構造変化により SL → SG や SG → SL の相転移も出現する。このような相転移を示す新たな物質の合成や従来の物質への加圧による相転移の実験的発見を期待している。本講演では、さらに我々の方法を二次元系に拡張する試みや、その方法を適用した結果も報告したい。

[1] S. Akiyama and C. Yasuda, J. Phys. Soc. Jpn. 80 (2011) 104709.

34



D-17

First-Principles Dynamical CPA Approach to Ferro- and Antiferromagnetic Transition Metals
琉球大院理工 A , 琉球大理 B

S. ChandraA , 梯 祥郎 B

Quantitative explanation of the ﬁnite-temperature properties of 3d transition metals and alloys
such as the Curie (Neel) temperatures and susceptibilities has been a long standing problem
in metallic magnetism because their Coulomb interactions are comparable to the band widths
and simple perturbation approach is not applicable to such systems. We present here the ﬁrstprinciples dynamical CPA combined with the LDA+U Hamiltonian for both the ferro- andantiferro-magnetic transition metals. The theory completely takes into account the dynamical
spin and charge ﬂuctuations at ﬁnite temperatures in the single-site approximation. We obtained
the Curie-Weiss susceptibilities in Fe, Co, and Ni whose eﬀective Bohr magneton number (meﬀ)quantitatively agree with the experimental data (3.2, 3.2, and 1.6 muB). Calculated ground-statemagnetizations are 2.58, 1.72, and 0.64 muB for Fe, Co, and Ni, being in good agreement withthe experimental data (2.2, 1.74, qnd 0.62 muB). On the other hand we obtained the Curie
temperatures 1900K, 2100K, and 620K for Fe, Co, and Ni which are somewhat overestimatedbecause of the single-site approximation. For antiferromagnetic metals, we calculated the spin
susceptibility, and found the Pauli paramagnetic susceptibility being in quantitative agreementwith the experimental data. We also demonstrate that the calculated single-particle densities ofstates (DOS) systematically explain the photoemission as well as BIS data from V to Cu. We
clarify that the dynamical eﬀects of electron correlations damp their main peaks, reduce theirband widths of the quasiparticle DOS, and cause a satellite peak.

D-18

ラーベス相化合物 Y1−x Prx Co2 の輸送特性
琉球大院理工 A , 琉球大理 B , 沖縄キリスト教短大 C , ヨッフェ物理工学研究所 (ロ
シア)D
洲義尚

照屋淳志A , 平川先太郎 A , 渡部晋太郎 A , 平仲裕一 A , 竹田政貴 A , 高江
B,C, 辺土正人 B , 仲間隆男 B , 矢ヶ崎克馬 B , 内間清晴 C , A.T.BurkovD説明できることが分かった．[1] A. T. Burkov

立方晶ラーベス相化合物 RCo2 (R は希土類)のうち，R が非磁性元素である YCo2 は交換増

et al.: Phys.

強されたパウリ常磁性体であり，R が磁性元素である PrCo2 は TC が約 39 K の強磁性体である．その置換系である Y1−x Pr x Co2 化合物は，図に示すように，臨界濃度 xc ≈ 0.35 で TC が消失し，残留電気抵抗率 ρ0 がピークを持つ．このような ρ0 の特異な振舞いに関して，我々はこれまでに重希土類化合物について「xc 近傍
では，置換によってランダムに空間分布した Rからの交換磁場により，Co の磁化状態が揺らぎ，この Co の magnetic disorder が引き起こす寄与が ρd = Dy(1 − y)(y は高い磁化状態のCo の体積分率) で表される」というモデルを用いて説明してきた [1]．今回，軽希土類化合物である Y1−x Pr x Co2 の xc 近傍の化合物の電気抵抗率と熱電能を 3 GPa までの圧力下で測定し，この系の圧力効果が上記のモデルにより

35

Rev.

B 69 (2004) 144409.

D-19

Y1−x Rx Co2 (R=rare earths) の Co の磁化状態と TC の圧力変化
琉球大院理工 A , 沖縄キリスト教短大 B , 琉球大理 C , 東大物性研 D , ヨッフェ物理技術研究所 E

竹田政貴A , 照屋淳志 A , 渡部晋太郎 A , 平川先太郎 A , 平仲裕一 A ,仲村愛 A , 高江洲義尚 B,C , 内間清晴 B , 辺土正人 C , 仲間隆男 C , 矢ヶ崎克馬 C , 松
林和幸 D , 上床美也 D , A. T. ブルコフ E
希土類ラーベス相化合物

RCo2 の
磁性 R を非磁性の Y で置換した
Y1−x Rx Co2 (R=rare earths) のキュリー温度

フィッティン グ 結 果 で あ る ．実 験 値 と よ く
一致しており，TC の圧力変化が Co の磁化状態に大きく関係していることが分かる．

TC の圧力変化 d ln TC /dP を調べた．図にd ln TC /dP vs x/xm を示す．ここで，xm は0.0

Co の磁化が均一な状態から不均一な状態になる相境界濃度である．d ln TC /dP は，R の種類によらず 1 つのカーブ上にあり x/xm と普遍的な関係があるようにみえる．d ln TC /dP は

x > xm では一定値を示すが，Co 副格子の磁化状態が不均一な領域 x < xm において，x の減少とともに急激に減少する．x > xm での Co

-0.2
-0.3
,

-0.4

副格子の帯磁率 χd を用いて，x < xm の帯磁率

χ0d = yχd (y は高い磁化状態の Co の割合) を仮定し，分子場近似を用いて以下の式を得た．
()
yd ln TC= 1+ydP

Y1-xRxCo2-1dlnTC/dP [GPa ]

-0.1

,

-0.5

d ln χddy dBc+ y1 dB
dP
c dP

0.5

1.0
x/xm

R=Pr
Nd
Gd
Tb
calclation

1.5

図 中 の 実 線 お よ び 破 線 は ，上 式 を 用 い た

D-20

EuNiSi3 の Ge 置換による磁性と輸送特性
琉球大理 A , 沖縄キリスト教短大 B , 東大物性研 C

平川先太郎A , 渡部晋太郎 A ,照屋淳志 A , 平仲裕一 A , 仲村愛 A , 高江洲義尚 A , 辺土正人 A , 仲間隆男 A , 矢ヶ崎
克馬 A , 内間清晴 B , 松林和幸 C , 上床美也 C
常点も含め，磁性と輸送特性について議論する．

EuNiSi3 と EuNiGe3 は，それぞれ ThCr2 Si2型および BaNiSn3 型構造であることが知られて い る が ，磁 性 や 輸 送 特 性 な ど の 物 性 は
ほ と ん ど 報 告 さ れ て い な い ．今 回 ，我々はEuNi(Ge1−x Six )3 の比熱 C ，磁化 M ，電気抵抗率 ρ，および熱電能 S を測定したので報告する．
EuNiSi3 および EuNiGe3 は，有効磁気モー
メ ン ト が そ れ ぞ れ µeﬀ = 7.4 µB お よ びµeﬀ = 7.6 µB で，ほぼ Eu+2 の状態である
ことがわかった．EuNiSi3 は，TN ≈ 49 K に反強磁性転移，さらに TC ≈ 34 K で強磁性状態へ転移する．EuNiGe3 は TN ≈ 14 K の反強磁性体である．図に，EuNi(Ge1−x Six )3 の TN および TC の x 依存を示す．TN は，x の減少とともに急激に下降している．また，TC は x ≈ 0.9 ま
では確認できるが，x < 0.9 では，どのようになっているか不明である．講演では，その他の異

36

D-21

EuGa4 の NMR による研究
琉球大学理 A , 阪大院理 BB雄介 , 大貫惇睦

仲村さおりA , 上地彩香 A , 與儀護 A , 二木治雄 A , 広瀬B

D-21
EuGa4 の NMR による研究
琉球大理 仲村さおり，上地彩香，與儀護，二木治雄阪大院理 A 広瀬雄介 A，大貫惇睦 A
NMR Studies of EuGa4 Univ. of the Ryukyus, S. Nakamura, A. Uechi, M. Yogi and H. Niki,
Grad. Sch. of Sci., Osaka Univ., Y. Hirose and Y. Onuki
EuGa4 は，体心正方晶の BaAl4 型 (空間群 I4=mmm) 結晶構造を示し，Eu は，体心正方晶のコーナーとセンターに位置する。Ga は結晶学的に異なる 2 つのサイトに存在する。EuGa4 は，

TN =15K 以下で反強磁性を示す。また，反強磁性相において外部磁場を約 7T 以上にすると強磁性相に転移する。TN =15K 以上では，常磁性を示す。常磁性相では，磁化率χは，キュリーワイ
ス則χ=C/(T-θ p) に従う。θ p は+3K を取るので，強磁性的なカップルをしていると考えられる。また，常磁性モーメントの大きさμ eﬀ は約 8 μ B である。Ga の自己フラックス法で育成した EuGa4 の単結晶を粉末化して NMR 測定に用いた。残留抵抗比は 300 以上あり極めて純良な試料である。

Eu の常磁性状態での磁気モーメントが非常に大きいため, Ga サイトの内部磁場の揺動が激しく, T1, T2 が非常に短い。そのため, 信号の検出が困難であった。一連の「90 °-τ-180 °τ-エコーシグナル」のパルス系列でパルス間隔τを 10 μ S にして, かろうじて 1 組だけの 69Gaと 71Ga 信号を検出することができた。しかしながら, この 1 組の信号がどちらのサイトの Ga に属するかを同定しようとしたが， Eu-Ga(1)(3.453A) および Eu-Ga(2)(3.354A) の距離がほとんど同じであるので, どちらの Ga サイトかを識別することはできなかった。また, S/N 比が悪いため,
スペクトルの中心ピークのみの情報は得られたが, 形状や線幅についての情報は得ることができな

37

会場 E
領域 4, 6, 10, 13

E-1

indium 系酸化物薄膜の variable range hopping
九大院理 A , 情通機構 B , 出光興産先進研 CAA日高和也A , 江崎翔平 A , 牧瀬圭正 B ,A

山田和正 , 浅野貴行 , 篠崎文重 , 笘井重和 C , 矢野公規 C , 中村浩昭 CIndium oxide(In2 O3−x ) に代表される縮退半導体のキャリア n は主として酸素欠損に由来の結果は VRH 解析より求めた n∗c にほぼ等しする電子が担っている。したがって製膜時の条

dium 酸化物系の輸送特性を系統的に紹介する。

い。講演では, 他の試料の結果も合わせて、in-

件 (Ar ガス中の O2 濃度) や、熱処理 (アニール温度) によって n を変化させ、抵抗率 ρ を金属的特性から半導体的特性まで幅広く変化させることが可能である。今回は特に強い絶縁体的抵抗の温度依存性を示す試料を中心に測定・解析を行い、金属-絶縁体 (M-I) 転移の観点から、

variable range hopping(VRH) 理論を用いてその振る舞いを詳細に調べた。
図は製膜作成中の酸素濃度を変えた、酸化イ ン ジ ウ ム 亜 鉛 ガ リ ウ ム（IZGO）膜 (膜 厚d=350nm) の 5K における kF ` と ` の n 依
存性を示す。kF ,` はフェルミ波数及び電子の平均自由行程で、free electron model を用いて計算した。IZGO の格子定数 ≈0.3nm 近傍で M-I転移が起こると考え、臨界電子数 nc を得た。こ

38

E-2

Polyaniline 膜 における Mott から Efros-Shklovskii hopping 伝導 への crossover
九大院理 A , 出光興産先進研 B

成清敬史A , 山田和正 A , 浅野貴行 A , 篠崎文重 A ,黒田憲寛 B , 西村剛 B , 中村浩昭 B
高分子ポリアニリンはスルホコハク酸エス

した Efros-Shkovskii(ES) theory による指数

テルをドープすることによりキャリアが生成さと一致する。Z-Z plot は 10K 近傍で Mott-

れ導電性を示す。更に第 2 ドーパントを加える

VRH から ES-VRH への crossover を示唆する。

ことで抵抗率を変化させることができる。この抵抗率の変化の原因を探ることを目的として広い温度範囲で電気抵抗の測定を行った。
図は比較的低抵抗試料 (2.6 × 10− 4 Ω m、

300K、膜厚 15 μ m) における抵抗率の温度依存性である。伝導機構を理解するために ρ(T)=ρ0
× exp[(T0 /T)n ] で与えられる variable range

hopping (VRH) conductivity をもとに解析を行った。挿入図は Zabrodskii and Zinov

eva(Z-Z) plot と呼ばれ plot の傾きが VRH
式中の指数 n を与える。10K ＜ T では、実線で示すように n=1/3 に近い。これは Mottの 2 次元 VRH theory による指数と一致する。一方 10K ＞ T では、破線で示すように

n=1/2 に近い。これは電子間相互作用を考慮

E-3

超伝導 NbN 薄膜の揺らぎ伝導度と磁気伝導度に及ぼす DOS 効果
九大院理 A , 情通機構 B

尾堂智隆A , 江崎翔平 A , 浅野貴行 A , 山田和正 A , 篠崎文

重 A , 牧瀬圭正 B , 寺井弘高 B , 山下太郎 B , 三木茂人 B , 王鎮 B
近年、超伝導現象を用いた量子情報通信技

実線の結果が実験をうまく再現する。発表で術に超伝導単一光子検出器があり、その代表は、DOS 効果が磁気伝導度解析から求まる非的な材料に窒化ニオブ (NbN) がある。超伝導

弾性散乱時間に及ぼす影響についても議論する。

転移温度が 17K と高く、転移もシャープで良質の超伝導特性を示す。今回、単結晶 MgO 基
板上に NbN を epitaxial 成長させ、膜厚の異なる NbN 薄膜を作製し、膜厚の異なる NbN
薄膜の面抵抗 (Rsq ) の T 依存性、磁気伝導度
Δσ (Δσ=1/Rsq (H)-1/R(0)) を測定した。図に NbN 薄膜 (d=2nm) について Rsq の温度依存性の結果を示す。Rsq は電気伝導度の逆数で与えられ、破線は電子局在及び電子間相互作用の項、熱的超伝導揺らぎの主要項である AL 項と MT 項、及び常伝導状態の伝導度の和からなる理論曲線である。一方実線は、「クーパー対形成がノーマル電子の状態密度を減少させる」 DOS(density of state) 効果も含む。破線に比べ、DOS 効果を考慮した

39

E-4

不均質超伝導 NbN/AlN/MgO 薄膜の超伝導転移温度 TC , および上部
臨界磁場 HC2 (T) の面抵抗依存性
九大理 A , 九大院理 B , 情通機構 C

原田由宇子A , 尾堂智隆 B , 浅野貴行 B , 山田和

正 B , 篠崎文重 B , 牧瀬圭正 C , 寺井弘高 C , 山下太郎 C , 三木茂人 C , 王鎮 C
２次元系超伝導体の乱れが大きくなると、S-Iの Rsq 依存性を示す。θ=0 は均質系、θ=0.98

転移を示す。この機構は均質膜、微粒子膜とが percolation threshold で あ る 。Tc (Rsq )いった膜構造にも影響される。
「臨界面抵抗 Rcの結果を Percolation の立場から議論する。

の普遍性」を指摘するモデル、逆に「Rc は物質に依存する」モデルがあり、実験的にはいまだ未解決である。一般に膜厚が薄く、面抵抗が大きな領域では、モデルから予想される Tc 値
より大きくなる。一因に薄膜形成初期過程の不均質構造が考えられる。今回 MgO 上に Buﬀer

layer(BL) として AlN(d=1.0nm) をスパッター
し、NbN/AlN/MgO を作成・測定、NbN/MgOの結果と比較検討した。図は Tc の Rsq 依存性を示す。実線は BL 無し NbN の Tc に対する

Finkelshtein の理論を示し、よく実験を再現
し均質膜と考えられる。一方、BL 膜はクリーンな領域での一致は良いが、Rsq =200 オーム
付近からずれる。挿入図は上部臨界磁場 Hc2(T) の解析からもとまる percolation index θ

E-5

CaO-Al2O3 ガラスの溶融相の構造
九大院理 A , JASRI/SPring-8B , 東大生研 C

八尋惇平A , 尾原幸治 B , 小原真司 B ,増野敦信 C , 渡邉康裕 C , 武田信一 A

Al2 O3 は単体ではガラスを形成しないが、CaO を添加することで 37〜75mol%CaO の範囲でガラスを形成し、その組成によってガラス形成能は大きく変化することが知られている。
本研究ではこのような性質を持つ (CaO)x (Al2 O3 )1−x のガラス形成能を原子構造から考察することを目的とし、各組成でのガラス及び融体について構造解析を行った。X 線回折実験は SPring-8の BL04B2 にて 61.5KeV の高エネルギー X 線を用いて行った。CaO-Al2 O3 の融点は高いことから、融体の測定は試料にレーザーを照射しつつ、試料の下から乾燥空気を吹き付けて浮遊させることで無容器の状態で試料を保持し、加熱、溶融させるガスジェット浮遊法 [1] を用いて行った。
実験より得た二体分布関数 g(r) より、全組成でガラスの Ca-O の原子間距離は融体のそれより長くなることが分かった。また、(CaO)0.5 (Al2 O3 )0.5 はガラスを形成する際に Al-O の配位数が減少することが超急冷過程での時分割 NMR 測定 [2] より報告されている。そのためガラスの Ca-Oの原子間距離が融体より長くなる理由はガラスを形成する際に O が Al との結合を切って Ca と結合し直すような構造変化が起き、Ca-O の配位数が大きくなるためと考えられる。このことは Mei
らの報告 [3] とも一致する。講演ではこのようなガラスと融体の構造の変化について、ガラス形成能の異なる各組成での比較も併せてその詳細を報告する。
[1]

D.-L. Price,[2]

D. Massiot, D. Trumeau, B. Touzo, I. Farnan, J.-C. RiMet, A. Douy and J.-P. Coutures, J. Phys. Chem. 99 16455

High-Temperature Levitated Materials , Cambridge University Press, 2010.

(1995).
[3]

Q. Mei, C. J. Benmore, J. Siewenie, J. K. R. Weber and M. Wilding, J. Phys.: Condens. Matter 20 245106 (2008).

40

E-6

希薄 3 ヘリウム液面上の電子移動度測定
九州大学理学府 A

八山陽介A , 矢山英樹 A , 吉崎聡一郎 A

液体ヘリウム液面に垂直上向きに直流電場を印加し電子を供給すると、電子は液面に押さえつけら
れ 2 次元の電子系が形成される。この電子系の電気伝導度は液体ヘリウム表面の状態によって変化する。この 2 次元電子系を用いて、Andreev が提唱した「希薄 3He は 4He の表面に 2 次元層を形成する」という理論を確かめる実験を計画している。今回はその前実験として、純 4He 上での電気移動度の温度依存性を測定し他の実験値と比較した。実験には希釈冷凍機を用い、150mK〜

1.4K の温度領域で測定を行った。その結果を図中の ○（our data） で示す。過去の実験と同様に、0.8K 以上の温度領域では He ガス、0.8K 以下ではリップロンによる散乱が支配的であることを示す電気伝導の温度依存性を確認できた。さらに、300mK には、電子系の Wigner 結晶への転移による電気伝導度の減少が観測された。

E-7

高エネルギー X 線回折実験による溶融 NaI-AgI 混合系の静的構造
琉球大理 A , 新潟薬大薬 B , 九大院理 C , JAEA/J-PARC セ D , JASRI/SPring-8E
田原周太A , 島倉宏典 B,C , 八尋惇平 C , 川北至信 D , 尾原幸治 E , 小原真司 E , 武田
信一 C , 深水孝則 A

AgI は高温固体相で I イオンが結晶構造を形成する一方、Ag イオンが速い拡散を示す超イオン
導電体として有名な物質である。我々は AgI の高温溶融状態における高エネルギー X 線回折実験
及び中性子回折実験を行い、両回折データを同時に満たすような逆モンテカルロ (RMC) 構造モデ
リングによって詳細な構造解析を行ってきた [1,2]。その結果、構造因子 S(Q) の 1197;-1 付近に観測される ﬁrst sharp diﬀraction peak(FSDP) が Ag イオンの中距離の構造揺らぎに起因していることなどがわかった。その後、溶融 AgI に RbI を 20mol

References [1] Tahara, et al., J. Phys.: Condenced Matter 23 (2011) 235102 [2] Kawakita,
Tahara et al., J. Phys.:Condens. Matter 19 (2007) 335201 [3] Tahara et al., J. Phys. Soc. Jpn.
79 (2010) Suppl. A, p. 133

41

E-8

インテリジェント触媒の自己再生機能に関する第一原理熱力学計算による研究
琉球大理 A , 阪大院工 B , 阪大産研 C , 東北大 WPI-AIMRD

柳澤将A,B , 魚住昭

文 C , 武田篤哉 B , 濱田幾太郎 D , 森川良忠 B
自動車の排ガス浄化触媒での Pt, Pd, Rh 等の貴金属の使用を抑えるため、近年、自己再生イン
テリジェント触媒が提案された [1]。従来の触媒では酸化アルミニウムなどに担持された貴金属ナノ粒子は高温高圧の雰囲気に曝されると粒子成長し、活性が低下していた。それに対し自己再生触媒では、酸化／還元雰囲気の変動に応じてナノ粒子が担持ペロブスカイト上で固溶／析出を繰り返
して粒子成長が起こらず、活性低下が抑えられ [1] 貴金属の使用も少量で済む。
自己再生の機構の詳細は不明な点が多く、現在、現象の原子・分子スケールでの基礎研究が求められている。本研究では第一原理熱力学計算 [2] を用い、貴金属粒子の母体ペロブスカイトでの固溶析出特性を理論的に検討し、材料の最適化に資することを目的とした。
様々な母体ペロブスカイトを評価・検討するためペロブスカイトや貴金属のバルク状態を考慮し、実際の排ガス条件に近い酸化還元雰囲気下で、固溶／析出状態の安定性の酸素化学ポテンシャ
ル依存性を評価した。
結果、高い実用可能性が報告された LaFeO3 や CaTiO3 母体での Pd, Rh, Pt の固溶析出の安定性 [1] を、本研究の計算手法によって半定量的に再現できることが分かった。この知見をもとに、様々なペロブスカイトでこれら貴金属の固溶析出の特性を評価し、新たな材料の候補の提案を試みた。また、安価な触媒金属として期待される Cu や Fe の固溶析出も同様に評価した。
参考文献：[1] Y. Nishihata et al, Nature 418, 164 (2002); H. Tanaka et al, Angew. Chem., Int.

Ed. 45, 5998 (2006). [2] K. Reuter and M. Scheﬄer, Phys. Rev. B 65, 035406 (2001).

E-9

シリコンバンド構造に及ぼす歪みの効果
琉球大理 A

稲岡毅A , 金城悠希 A , 柳澤将 A

微細化による Si 電子デバイスの高速化も限界に近づき、近年、格子歪みによりキャリア移動度を向上させる努力が続けられている。Si のバンド（伝導帯、価電子帯）は著しい異方性を持ち、バンド異方性と印加した歪みの方向、伸縮のシナジー効果により、顕著なバンド構造の変化や高機能の物性の出現が期待される。Si 表面 (界面) のサブバンド構造に及ぼす歪みの効果を理解するための基礎として、本研究では、現代版 kp 法と第一原理計算を相補的に併用し、歪みが Si バルクバ
ンド構造に及ぼす効果を解析する。バンド異方性に注意しながら、１軸および２軸歪みを印加したときの価電子帯頂上付近の分散の変化を解析する。p 型キャリアの移動度を向上させるためには、歪みにより価電子帯頂上で縮退が解けて、そのとき一番エネルギーの高い第１価電子帯の有効質
量 m*が低下することが望ましい。例えば、[100] 方向（x 軸方向）に１軸歪み (uniaxial strain) を印加したときの第１価電子帯の有効質量 m*の角度依存性を考える。角 alpha を、kx − ky 面内にある波数ベクトル k と kx 軸がなす角とする。Alpha = 0, pi/2 はそれぞれ [100]、[010] 方向に対応する。Alpha = pi/4 の近傍では、歪みの有無に依らず、波数がゼロから大きくなると、エネルギ
ーが速やかに放物型分散から上側にずれていく。しかしそれ以外の方向では、歪みの有無に依らず、Gamma 点のバンド頂上から数 10meV の範囲（室温、通常の不純物密度を想定）では、バンド分散が放物型になる。圧縮歪み (compression) を印加すると、歪み方向での m ∗ が著しく低下
し、m ∗ /me = 0.18 となる。一方、引っ張り歪み (tensility) を印加すると、歪みと垂直な方向での m ∗ が著しく低下し、m ∗ /me = 0.21 となる。また、歪みの大きさ 0.5 ％、2.0 ％とで m ∗ がほ
とんど同じであり、比較的小さい歪みでも十分な歪みの効果が得られることが分かる。その他の歪みについても、当日報告する。

42

E-10

電気伝導測定を用いた液体水素中 Pd ナノワイヤの水素吸蔵効果の探究
九州大学大学院工 A , 九州大学工 B , 金沢大学教育 C

大西雄貴A , 家永紘一郎 A ,高田弘樹 B , 稲垣祐次 A , 辻井宏之 C , 河江達也 A

Pd は水素吸蔵金属として知られており、Pd

来のシグナルが観測された。今回の講演では、に対する H 原子の表面吸着、内部吸蔵・拡散

液体水素中における電気伝導測定から得られ

や、Pd-H 固溶相の内部構造について調べられたさまざまな結果を報告する。[1]Sz. Csonkaてきた。さらに近年、Pd ナノワイヤに対するet al. Phys. Rev. Lett 93, 016802 (2004)

微分伝導度測定を行うことによって、Pd 内部に吸蔵された水素原子の振動励起に対応したシグナルが観測できると報告されている [1]。そこで我々は、低温において支配的になると言われている Pd 内部への H 原子のトンネル効果
による拡散過程の実験的検証を行うために、液体水素中（20K）で Pd ナノワイヤを作成し経時的に電気伝導測定を行った。Pd ナノワイヤの作成は、液体水素中で Pd ワイヤの破断接合を制御することで行った（MCBJ 法）。図は液体水素中での Pd ナノワイヤの電気伝導測定の結果である。この結果から吸蔵した H 原子由E-11

圧電体粒子のホールバーニング現象
久留米大医物理 A

鶴岡富士雄A

ホールバーニング現象は光吸収の分野において広く研究され、吸収過程や記憶装置への研究がされて来た。要件は 1: 共鳴吸収体が1

2: 多数の共鳴体がその吸収周波数を少しづつ変え、全体として吸収スペクトルが広く、緩やかに分布する 3: 多くのエネルギー

signal (arb. units)ある

印加により対応する共鳴周波数をもつ吸収体

0-1のみ、吸収の性質を変える。これは吸収スペ
クトル上に

ホール

として痕跡を残す。こ

17.5

18

のような条件は圧電体粒子群においても満たf (MHz)さる。圧電体ではその大きさ、厚さに依存し

図．書き込まれたホール（中央凹）た共鳴周波数があり、多数の厚さの異なった圧電体群では条件

1, 2 が満たされる。大振

幅の振動励起電場の印加により圧電体には塑性変形がもたらされ、条件 3 が満たされ、圧電体群でホールバーニング現象が観測される。

43

18.5

E-12

電磁誘導起電力の測定による動摩擦係数の評価
熊本大教育 A , ルーテル学院高等学校 B
野開

岸木敬太A , 松石理那 A , 板橋克美 A , 上

B

電磁誘導は発電機の原理であり高校, 大学のみならず中学校においても非常に重要なテーマの一つである. 高校や大学の教科書では, ローレンツ力によっても電磁誘導が理解できるという説明がされており, 平行な二本の金属レール上におかれた導体棒を移動させるモデルが取り上げられている.
教科書に使用されている点からも, そのようなモデルは, 中学, 高校の理科教員養成課程の実験テーマとして, 教育効果が非常に高いと考えられる. 近年は, パソコンに接続可能な高性能のデジ
タルマルチメーターが数多く存在し, 自動計測を簡単に行うことができる. そのため我々は, 高校
教科書に紹介されているモデルによる実験を試みた. 結果として, 2 万円程度で, 誘導起電力の自動計測を行い, レールと導体棒間の動摩擦係数を評価することができた.
また, 本学の理科 3 年生（18 名）の物理実験のテーマにしアンケートを回収した. 学生らに対する教育効果や課題点についても報告する.

E-13

日本付近の静止衛星観測画像における時系列解析とその時系列デー
タの挙動
琉球大学理学部物質地球科学科 A

島袋知巳A , 清野光弘 A

本研究では，静止気象衛星 MTSAT-2 によって観測された赤外画像および水蒸気画像の気象衛星観測画像データについてフラクタル分析に基づいた画像処理解析を行い，フーリエスペクトルおよび移動平均法によるトレンドをそれぞれ分析した．解析に用いた時系列データ J (Y ear) (T ime) の離
¯ P
¯2
¯
¯
T −1
散フーリエ変換からパワースペクトル P (Y ear) (f ) = ¯ T1 τ =0 J (Y ear) (τ ) e−i2πf τ ¯ を計算し，パワースペクトルから観測されるピーク間隔を調べると，周期的に出現することが分かった．また，
このピーク間隔を用いて，移動平均法により移動平均曲線を求めた．さらに，収斂する時刻から時
系列データの様相を調べた．

44

E-14

インダクタンス測定によるバネの振動の観測
佐賀大学大学院工学系研究科物理科学専攻 AAA

豊島耕一 , 平良豊 , 遠藤隆

村中良A , 坂井大地 A , 大島洋平 A ,

A

できた。

ばねの長さの変化を測定するためには、何らかのセンサーを用いる。しかし、振動によってこれらの結果をもちいて、連成振動についてのびちぢみすれば、インダクタンスが変化する行うことができた。ふたつのバネが共振し、ラので、その変化を測定することによって、他のビ振動を行うことを確認し、その動きをグラフ

センサーを用いることなく振動を記録することにすることができた。

ができた。ここでは、LCR メータを用いて実験し、データをパソコンに取り込んだ。
測定の結果、バネの相対的な伸びとインダク
タンスの相対的な変化の関係を示すグラフが得られ、直線にはなったが、傾きは理論値と異なった。また、ばね振り子を振動させた場合のインダクタンスの時間変化を実際に測定することができた。（図１）
ソレノイドコイルは、配線や周囲の環境の影響を受けやすいのでセンサーとして用いることは難しいが、バネの場合は、それ自体がセンサーとして利用できるため、簡単に測定することがE-15

九大新入生の物理基礎学力変化
九州大学大学院理学研究院 A

武田信一A

平成 18 年度からの物理履修状況の変化に対

この調査は 21 年度からは全学的規模では行応して、理系新入生に整合性のある初年次教育

われなくなったが、筆者は担当する歯学、医・を行う必要性から、理学研究院物理学部門では保健検査の学生に対しては平成 24 年度まで

新入生の物理基礎学力の状況を把握するために行って来たのでそれらの年次変化や傾向など

教科書の標準的な問題を作成し、講義の始まるについて及び力学基礎・同演習の講義にどの前に平成 17 年度は一部の理系学生に、また平ように対応して行ったかについて報告する。

成 18 年度から平成 20 年度までの 3 年間は全学

右図は歯学部についての正解率の結果を示す。

的に同一問題で基礎学力調査を行ってきた。その結果によると「投げ上げの問題」、
「理想気体
の仕事」、
「磁界の中で電流が流れるとき受ける力の定性的な 2 者拓一の問題」などの問題は正答率が良いが、「衝突の際の力積」、「バネの位置エネルギーの時間変化をグラフに書く」、「キャ
パシターを直列に接続したときの前後での静電エネルギー」、「進行波の式と波の速さ」等は低得点の結果が得られていた。

45

会場 F
領域 12

F-1

臨界溶液におけるコロイドの凝集ダイナミクス
九大院理 A

玉井達哉A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

2 つの液体の混合溶液にコロイドを分散させた系では、液体の相分離臨界点近傍において、粒子間に臨界効果による相互作用が働くことが知られている。この相互作用は臨界点との温度差に依存するので、温度によりコロイドの凝集・分散を均一かつ可逆的に制御できる。そこ
で我々はこの相互作用を利用することにより、コロイドの凝集ダイナミクスを解明することを目的として研究を行った。
水―2,6 ルチジン混合溶液にシリカ粒子を分散させ、30.0 ℃から臨界点近傍 (温度差 ∆T ) ま
で急激に昇温し、∆T 、即ち凝集力の強さにより凝集過程がどのように変化するのかを観察した。
その結果、ある粒子数密度 φ 及び ∆T において、

軆㏈明慱㽷瞢𦣪𦥯𦥯軆㏈明慱㽷瞢𦣪𦥯舙ss

粒子がまず孤立クラスターを形成し、凝集の進展に伴いパーコレートする様子が観察された。
この結果は、凝集構造のトポロジーがダイナミクスに強く依存することを示唆している。I

II

46

噪

簡𦣝臖臬𦥯𦥯𤩍臤臖𦣝 便𤹪𤩍 ~Э𦣝臖𦣝臿 𥆩𤹪軆㏈璒
嘆𥆩𤹪頹矟瘳畱瘓祲箐䅈稛籞疰𤩍畒矞迯珵𤹪⓮痮瘓痝㿉疰矬㽷矞璒
K

/

K

F-2

ヤヌス粒子 2 次元分散系におけるクラスター成長機構
九大院理 A

岩下靖孝A , 木村康之 A

ヤヌス粒子とは物性の異なる 2 つの部分か

3

3

.

1

C

3

3

.

4

C

3

3

.

5

C

らなるコロイド粒子であり、最も単純な異方的微粒子の一つとして近年注目されている。本
研究では、シリカ粒子の半球面に金属を蒸着

1

0

o
m

したヤヌス粒子を水- 2,6-Lutidine 臨界組成溶

)

s

e

l

液中に分散させた系を用い、臨界効果を利用

1

2

1

0

i

t

c

r

a

した分散・凝集状態の制御、及びその際の凝集構造の解明を目的とし実験を行った。温度を室

f

p

#

o

(

8

e

温付近からゆっくり上げたところ、33.3C 付近

i

z

s

r

6

e

から粒子が凝集し始め、相分離臨界点 (33.6C)

t

s

l

u

d

c

4

に近づくにつれ一次元状に成長した。この異eg

方的な凝集構造は、粒子の金属面間の強い引

2

a

r

e

v

力に起因するものと考えられ、ヤヌス構造を

3

a

3

.

1

3

3

.

2

3

t

3

e

.

m

3

p

3

e

r

a

t

u

r

3

.

e

(

4

3

C

3

.

5

3

3

.

6

)

反映している。またその他の結果と合わせ、本実験系により粒子の異方的な相互作用を温噪舢 琢 林㏈燵𤹪癮幘皴途八璒 瘢 o 璒襯榧傜疰鰶痀 疌瘳畱矞璒託 烋堊文邊典秇磹𥞩癮㏈燵廸尤璒
便璒
)

1

.

5

m

+

0

.

0

1

K

/

)

度を通じ可逆的に制御できることが示された。

F-3

パッチコロイド粒子の作成
九大理 A , 九大院理 B

竹田雄作A , 野口朋寛 B , 岩下靖孝 B , 木村康之 B

表面物性の異なる 2 つの領域を持ったコロイ
ド粒子 (ヤヌス粒子) は、通常のコロイド粒子

Na2 S2 O3 , K4 F eII (CN )6 , K3 F eIII (CN )6 , KOHを用いた。図は粒径 5.0 μｍの粒子に 20 ｎｍのとは異なる興味深い振る舞いを見せることが知

膜厚で蒸着した場合の結果。Q.chen らの報告（られている。本研究では、2 つの領域の大きさ

J.Am.Chen.Soc., 2011）と同様、時間に対しほぼ線形に cos αが変化していることが分かる。

の比を変えた粒子を作成することを目的とし実験を行った。

臬𦣝葒臤𦣝𦣝葒

まずシリカ粒子のモノレイヤーを作成し、それに金を蒸着することにより半球面が金に覆われた粒子を作成した。次にこれをエッチング溶液に浸すことで金を溶かし、金膜の大きさを調ヵ´萕

整する。この時、金面の大きさは、蒸着した膜

ヵ´萕

1の厚さとエッチング時間によって決まると考え

0

.

8

0

.

6

0

.

4

0

.

2

s

o

られる。そこで実際に様々な膜厚の粒子を作成

c0

し、エッチング時間に対する金面の変化を顕微

0

5

0

1

e

鏡観察した。用いたシリカ粒径は 5.0 あるいは

t

c

0

0

h

1

i

n

g

t

5

i

0

m

2

0

0

e

噪 礐穖稸篖禕迯戻癉檮瘃矞襯傜癮彳疷痠癮廸尤璒琢 幘皴途腐託 㾮癮禕箐竴

10.0 μｍである。エッチングには

47

F-4

金属蒸着ヤヌス粒子による金属粒子の分散安定化
九大院理 A , 九大理 B

野口朋寛A , 竹田雄作 B , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

コロイド粒子の分散状態を保つことはコロイ

薄膜を蒸着することでヤヌス粒子を作製しド分散系の様々な応用において重要な課題であた。実際に Au 粒子とヤヌス粒子を水中にる。コロイド粒子の凝集は主にファン＝デル＝分散させたところ、Au 粒子表面にヤヌス粒

ワールス (vdW) 引力が起源であるが、金属間子の Au 面が選択的に吸着し、シリカ面でカでは他の物質間より非常に強く vdW 引力が働バーされた Au 粒子が形成された。これはヤくため金属粒子は凝集しやすいことが知られてヌス粒子という「固体界面活性剤」により金いる。

属微粒子の分散安定化を実現したと言える。

そこで我々は、金 (Au) −シリカヤヌス粒子（Au の領域とシリカの領域からなる粒子）を用いることによる水分散 Au 粒子の分散安定化を試みた。このヤヌス粒子を Au 粒子と混合すると、Au 間の強い vdW 引力により Au 粒子表面にヤヌス粒子の Au 面が吸着すると考えられる。すると、Au 粒子の表面がシリカ面で覆われることになる。一般的に水中でシリカ粒子は安定に分散しやすいため、このヤヌス粒子で被覆された Au 粒子も安定になると考えられる。
本実験では、シリカ粒子表面の一部に Au

F-5

孤立した二次元コロイド結晶の昇華
九大院理 A

田中小百合A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

コロイド分散系は、個々の粒子を直接観察可能であるため、原子系のモデルとして、その結晶化、融解、昇華過程の研究が行われている。

(b)

(a)

しかし、有限サイズのコロイド結晶の融解（昇華）に関する研究はほとんど行われていない。
本研究では様々なサイズの二次元コロイド結晶
20 μmの融解を実験的に観察し、無限サイズの系の結(c)

果と比較した。

(d)

実験では、強く集光したレーザーにより発生させた局所温度勾配を用いて、サイズの異なる孤立した二次元コロイド結晶を作成し、レーザー光を切った後の融解・昇華過程を顕微図. レーザーを用いて作成したサイズの異なるコロイド結晶（青色の部分）

鏡下で観察した。得られた動画から、結晶内の全粒子位置の時間追跡を行った。このデー
タをもとに結晶内の局所的な面積密度、並進
秩序、配向秩序、隣接粒子数などを求めた。

48

F-6

楕円形粒子の作成とその物性
九大理 A , 九大院理 B

松元大吾A , 岩下靖孝 B , 木村康之 B

これまでのコロイド分散系での研究は主に等方的な粒子を用いてなされてきたが、近年では異方性粒子による研究が盛んになされるようになり、等方的な粒子とは異なった興味深い物
性を示すことが報告されている。そこで我々は回転楕円粒子を作成し、水溶液中での粒子の運伸張動を調べた。
本研究で用いた楕円粒子は以下のように作成した。まず、球状ポリスチレン粒子を分散させたポリビニルアルコールのフィルムを作成した。次にこのフィルムをガラス転移点以上に

図１ 楕円粒子の作成法

加熱し、一軸に伸張する（図１）ことで楕円粒子を作成した。図２は実際に作成した楕円粒子の長軸長と短軸長のヒストグラムである。
水溶液中での粒子の運動の詳細は当日発表する。

5µm

図２ 作成した粒子の長、短軸長の分布F-7二つの極小をもつ粒子間相互作用が相転移に及ぼす影響
九大院理 A , 東京電機大理工 B

末松安由美A , 吉森明 A , 才木将史 A , 松井淳 A , 小

田垣孝 B
背景・目的:物質の三態 (固・液・気相) 間の相パラメーターにおける安定相を決定した。固、転移の挙動は、構成要素間の相互作用が決定す

気、液相それぞれについて密度の関数として自る。これまで剛体球系や Lennard-Jones 系と由エネルギーを計算し、共通接線の接点から共いった単純な相互作用のモデル系は扱われてい存密度を求めた。

たが、液体金属や多成分のコロイド系に見ら

結果: 0 < ε < ε0 , σ < rG < 1.6σ の範囲

れるようなポテンシャル関数にいくつかの極小で、温度 kB T /ε0 = 1、圧力 0 での相図を作点が存在する、より複雑な相互作用の系はあ成した (図 1)。図１は、丸は気体が安定の点、まり研究されてこなかった。この複数の極小が三角は固-気共存の点を示す。点線は MD シ

相転移に及ぼす影響を明らかにする為に、本

ミュレーションによって計算された融点を示研究では Lennard-Jones ポテンシャルにガウす。また結晶化に必要な圧力が第二極小点のス型ポテンシャル項を加え、極小を２つとした関数として極大をを持つことを示した。(図 2)

Lennard-Jones-Gauss (LJG) ポテンシャルに注目する。LJG ポテンシャルは、一つ目の極小の位置 (σ) および深さ (ε0 ) に対して、二つ目の極小の位置 (rG > σ) および深さ (ε) の関数
として安定相が変化する。本研究ではこれらのパラメーター空間における安定相を決定する。
手法: 熱力学的摂動論を用いて系を剛体球参照
系および摂動系に分けて計算し、LJG 系の各

49

F-8

対イオンの交換による同符号マクロイオン間実効相互作用の制御
藤原慎吾A , 秋山良 A

マクロアニオンであるアクチンモノマーは生(a)0

体内において会合と解離を繰り返している。水Stabilty of Dimer
Ë^.wVQ[ /kT]

九大理 A-2

溶液中に含まれる対イオンが媒介となってマク
ロアニオン間に引力が発生していることが過去の研究で分かっている。生体溶液は 1 価金属イ
オン濃度に比べて 2 価金属イオン濃度がかなり低いにも関わらず、アクチン分子の連結部分に

-4
-6
-8
-10
1e-05

0.0001

0.001

0.01

0.1

1

[ Divalent Cation ] (M)2A§½¦ïñS
[M]

は Mg+2 が選択的に会合して引力を媒介すると(b)いう構造に基づく解析が報告されている。

10

Monovalent1A§½¦ï
Divalent2A§½¦ï

8

OZ 積分方程式理論を用いて計算した。また、マ
クロアニオン二量体の結合部分において 1 価、
2 価それぞれのカチオンの分布関数を積分してカチオンの吸着数を計算した。
2 価 カ チ オ ン が mM オ ー ダ ー の 領 域

NcounterK£:

そこで今回は生体溶液をモデル化した系におけるマクロアニオン間の実効相互作用を HNC-

6
4
2
0
1e-05

0.0001

0.001

0.01

0.1

1

[ Divalent Cation ] (M)2A§½¦ïñS
[M]

Figure:1A§½¦ïñSU150mMwÔùw(a)Ú«éÇでマクロアニオン間引力とカチオンの¦ïË^.wVQq(b)fgw§½¦ïwK£:w2

吸 着 量 が 急 激 に 増 加 す る (Figure)。従っA§½¦ïñS[Q{Ú«éÇ¦ïw?Yx-10e{Vて生体条件下でも 2 価カチオンが実効Qw=q2A§½¦ïK£:w=U0`oM{相互作用を制御していると考えられる。

F-9

誘電分光測定で見られるハイパーモバイル水とシミュレーションで見られる速い誘電緩和
九大理 A , 京大化研 B , 東北大工 C
秋山良

久保田陽二A , 吉森明 A , 松林伸幸 B , 鈴木誠 C ,A

アクチンなどのタンパク質水溶液や NaCl な
どのアルカリハライド水溶液における誘電緩
和スペクトルの測定結果は、バルクの水と比べて速く応答する水が溶質の周りに存在する事を示している。この水はハイパーモバイルウォー
ター (HMW) と呼ばれ、ATP 加水分解エネル
ギー変換との関連性から大きな関心が寄せられ

186!!"$$#ている。
我々は HMW の機構を理解する為に、分子動力学シミュレーション (MD) で HMW を再現する事を試みた。揺動散逸定理に基づき、MD で

4
2

0.1

8
6
4
2

計算すべき物理量を定式化し、単一イオン周り

0.01の局所的な誘電応答に相当する量を計算した。
計算結果は、イオンの近くの領域にバルクの水と比べて速い緩和が見られる事を示しており、時定数も実験結果ともよく一致していた。

50

0

10

20

!!!"#$%

30!!!!"#"$%"!&#!'!"()"#!!$!!*%!!"$$#+#,-.
""$%/#01!"#%%2*!3""$%"

F-10

溶媒の粒子性を考慮したときのアインシュタインの粘度式の拡張
九大院理 A

山北知史A , 吉森明 A[目的] 溶媒に溶質を溶かした時、純溶媒の粘度

よって求まる。流体力学を用いて、² = 0 でのを η0 、溶質の体積分率を φ とすると、溶液全境界条件を slip としたとき、

η1
1
1 − a² − b²=+2
η0
2 2 + a2 ²2 + a² − b²

体の粘度 η は、体積分率 φ が小さければ、

η = η0 + η1 φ(1)と表され、アインシュタインの粘度式により、
η1 = 52 η0 と導かれる。しかし、この式は、溶よって決まる定数である。そこで、動径分布関

質が巨視的な大きさで流体力学が成立する時に数を図１のように仮定したとき、η1 は図２の限定され、特に溶質周りの溶媒和の効果を考慮ようになる。 ηη01 = 2.5 は stick に相当し、² = 0

していない。ここでは、溶質が巨視的な大きさ

で slip を仮定しても g0 → ∞ にすれば、溶媒よりも小さく、溶媒よりも大きい場合を考え、の分布のために stick になることを示している。

となる。ここで a, b は溶媒の動径分布関数に溶媒和の効果を考慮して、η1 を定式化する方法を明らかにする。

[方法] 流体力学の方程式の代わりに、溶媒の粒子性を考慮した方程式を用いる。溶質の半径 Rσと溶媒の半径 σ の比を ² = R
として、この方

程式を ² の１次まで摂動展開する。² = 0 のときは流体力学が成り立つ。

噪臤舢尤痮瘓
湊瘢便漱輸豬

[結果] 流体力学の式と新しい境界条件を組み合わせた形で定式化した。この新しい境界条件
は、溶媒和の効果を考慮した動径分布関数に

F-11噪𦣪舢噪臤癮 g 0 癉瞟矞
瑟癮 j 1 癮廸尤璒゛ 㿉゛捍癮湧瘢柺皕 g ? 0 . 05 , 0 . 1 , 0 . 2(

1)

電場下におけるκ-カラギーナンのゲル化と構造形成
九大院理 A , 佐賀大理工 B , 広大数理 C

岡村香奈A , 柳澤実穂 A , 成田貴行 B , 大西

勇 C , 鴇田昌之 A
海藻由来の多糖類であるκ-カラギーナンは成するパターンと高分子濃度、印加する電場勾

陰イオン性高分子であり、高濃度の金属イオン

配の関係性などが明らかになったので報告する。

の添加により、二重らせん構造を架橋点とする
強いゲルを形成する。また、ゲル化イオン多く
添加した場合は液晶ゲルが形成される。このよ
うなゲル化特性をもつκ-カラギーナン水溶液
を毛細管内に閉じ込め、末端からカリウムイオンを一次元的に自然拡散させると、ゲル中に液晶相と等方相が周期的に生じ、その周期性の解析からリーゼガング現象の一種に分類されることが明らかとなっている。本研究では、毛細管内に閉じ込めたκ-カラギーナン水溶液に電場を印加し、金属イオンを強制的に移送し、形成されるパターンを観察・解析した。形

51

F-12

ゼラチン・PEG・水系における相分離とゲル化
九大院理 A , 京大院工 B
昌之

山下祐太朗A , 柳澤実穂 A , 向井貞篤 B , 安中雅彦 A , 鴇田A

ゼラチンは水に非常に良く溶解する高分子であるが、ゼラチン・水系にポリエチレングリ
コール（PEG）を添加すると相挙動は大きく変桕栟晻化する。ゼラチン・PEG・水三成分系は高温では均一な溶液状態にあるが、温度を降下すること

n

=

4

n

=

3

n

=

2

Tp (蛑C)により曇点が現れ相分離する。本研究では、ゼラチン・PEG・水三成分系の曇点とゲルの融解
温度を PEG の分子量と濃度を系統的に変化させ調べた。図に、重合度 n が 2, 3, 4 の PEG の

40wt%水溶液を溶媒としたゼラチン・PEG・水系の曇点（Tp）を示す。分子量が大きくなるにつれ、曇点は高温側に移動することがわかる。分
子量依存性と濃度依存性の詳細は当日報告する。

concentration of gelatin (wt%)

F-13

振動固液界面における OEG 分子の共振長に関する研究
鹿大院理工 A , 産総研 B

本田啓太A , 愛澤秀信 B , 黒澤茂 B , 吉本稔 A , 田中睦生 B

水晶振動子 (QCM) は質量センサやレオロジーセンサとして用いられており、タンパク質や脂質等のソフトマター研究に広く利用されている。QCM には厚み滑り振動に追随可能な溶液層の厚み(表皮効果の厚み:σ) があり、純水中 25 ℃ではσ=√ (2 η/ρω) より 177nm であることが知られている。この考え方はソフトマター分子においても適用されているが、実証されたものではなく根拠が未だ明確ではない。
そこで本研究では、ソフトマター分子として単分散のオリゴマー分子を用いた。そして、その分子量を系統的に変化させることで、QCM の振動に追随可能なソフトマターの分子長 (共振長) を厳密に検証することを目的とした。
実験は、QCM の金電極上にオリゴエチレングリコール (OEG:HS(CH2CH2O)nCH3 (n=5, 11,

12, 19, 27, 35, 43)) による自己組織化単分子膜 (SAM) を形成させ、得られた周波数及び散逸変化
量から Voigt モデルに基づき SAM の膜厚を算出する。
結果では、各 OEG の分子量に対する SAM の膜厚の変化は、分子量 n=27 以上において約 9nmで一定となった。したがって、共振長は約 9nm であることが明らかとなった。詳細については当日報告する。

52

F-14

振動固液界面における PEG 分子共振長の周波数応答特性
鹿大学院理工 A , 産総研 B稔

新地拓哉A , 黒澤茂 B , 愛澤秀信 B , 田中睦生 B , 吉本A

水晶振動子は表面上で薄膜を形成するソフト
マターのレオロジー特性を測定するセンサーとして利用されている。しかしながらソフトマ

6.0

ターの検出において、MHz で振動する水晶と共に動くことのできる分子の長さ (共振長) につい

5.5
共振長 [Hz]ては未だ明らかになっていない。本研究では固液界面上の PEG 分子の共振長を求めることを目的とした。具体的には共振長と周波数応答との関係性に注目した。Fig.1 に実験結果を示す。この

5.0
4.5

結果は 1/ω (ω:2 πｆ, ｆ:水晶の共振周波数) に4.0

対する共振長の変化である。グラフより共振長の長さは 1/ωに対して直線的に変化し、9MHz

3.5〜81MHz まで周波数を変化させたときの共振長0の変化は、2.1nm であることが明らかになった。

4

8

12

16

20

1/ω
Fig.1 1/ωに対する共振長の変化

F-15

ホログラフィック光ピンセットを用いた光駆動多粒子系の作製
九大理 A , 九大院理 B

大久保省吾A , 柴田就平 B , 岩下靖孝 B , 木村康之 B

ホログラフィック光ピンセットは、空間光変調器を用いて入射光を位相変調し、光フーリエ変換を用いて任意の光強度分布を顕微鏡の焦点面に作り出すことで、多数のミクロンサイズの粒子を捕捉・操作することができる。例えば、リング状の強度分布を作り、さらに螺旋度 l で5μｍ与えられる位相変化を加えることにより、リン

図１. 二つの同軸光渦の位相画像(左図)と光強度像(右図)グ上にトラップした粒子に角運動量を与えることができる。
我々は粘性流体中での流体力学的相互作用が粒子の運動に与える影響を調べる目的として、光で駆動される多粒子系の作製を行った。例として、二つの同軸光渦の画像 (図 1) および並列5μｍに配置した二つの光渦の画像 (図 2) を示す。

図２. 並列に配置した二つの光渦の位相画像(左図)と光強度像(右図)

53

F-16

流体相互作用する光駆動多粒子系の運動
九大院理 A , 九大理 B

柴田就平A , 大久保省吾 B , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

流体中のコロイド粒子多体系の運動は、流体

度が外側粒子よりも大きい条件下でも外側の粒

力学的相互作用のために一般に複雑であり、十子の角速度が増加するという傾向が見られた。
流体力学相互作用にもとづく議論の詳細は当分には理解されていない。我々は、ホログラフ日に行う。

ィック光ピンセットを用いて多粒子を円環上にトラップし、接線方向に一定の駆動力を与え、周回運動させる系を用いた研究を進めている。
今回は二重リング上で周回運動する粒子のダイ
ナミクスについて発表する。
内側リングの半径が 6.2µm、外側リングの半径が 10µm の二重リングを作成し、その上に直径が 3µm のシリカ粒子を同一方向に周回運動させた。右図は片方のリング上に一個の粒子を周回運動させた場合の角度θと両方のリング上に一個ずつ粒子を周回運動させた場合の角度θ
の時間発展を示したものである。単独で回した際に、外側粒子の角速度が内側粒子よりも大きい条件下で、２個同時に回すと外側粒子の角速度はあまり変化しないが内側粒子の角速度が増加することが分かった。また、内側粒子の角速F-17コレステリック液晶電気対流の三次元構造のパターン変化
九大院理 A

勝田康平A , 石橋優作 A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

負の誘電異方性を有するネマチック液晶に閾

A(p)値以上の電圧を印加すると対流が発生し、さま
ざまなパターンが現れることはよく知られていzyy

るが、コレステリック液晶においても特徴的な
電気対流パターンが観測される。本研究では、

zx

コレステリック液晶の電気対流パターンの三次

100μm

B(p)

z
y

元構造を、蛍光共焦点偏光顕微鏡 (FCPM) 法を用いて調べた。

z

x

100μm

パターンが観測される。層数の違いによる特z

徴的なパターンの光学観察画像 (p) と FCPM

B(f)
x

20μm

x

20μm

x

100μm

周波数 50Hz(A)パターンなし
セル厚

14μm

(B)ストライプ状パターンによる蛍光観察画像 (f) の例を右図に示す。

セル厚

14μm

(C)格子状パターン
セル厚

54

5μm

5μm

10μm

図 観察されたパターンの例。
光学観察による画像(p)と蛍光観察による画像(f)y晶においてはらせん構造に起因する縞模様の

20μm

z
y

C(p)

分解能で知ることができる。コレステリック液

x

C(f)

y

FCPM 法は試料に偏光したレーザー光を照射し、試料からの蛍光強度を共焦点観察するもので、液晶分子の三次元的な配向状態を高い

A(f)

23μm

F-18

異種ネマチックコロイド間の相互作用
九大院理 A

井崎邦義A , 桴海文吾 A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

コロイド粒子を液晶中に分散させると、粒子が液晶の配向秩序を乱すために粒子近傍に配向欠陥が誘起される。その結果、粒子間には液晶の弾性歪みを介した長距離かつ異方的

(a)

(b)

(c)

な力が働く。この際生じる欠陥の形態は、粒5µm

子表面の液晶分子配向によって異なり、垂直

図1.
.液晶中のコロイド粒子の偏光顕微鏡像(クロスニコル)

配向の場合は dipole(D) 型粒子及び、Saturn(a)dipole型型粒子 (b)Saturn ring型型粒子(c)planar quadrupole型型粒子ring(S) 型粒子を形成し、水平配向の場合は pla-

図2.
.S-P型
型粒子間力
Fの
の測定の様子nar quadrupole(P) 型粒子を形成する (図 1)。
さらに、粒子間力も伴う欠陥形態に依存すると考えられ、理論的、実験的に研究が進んでいる。
本研究では、D,S,P 型粒子に働く力の角度依存性を 2 ビーム光ピンセットを用いて測定し (図2)、シミュレーションによる結果と比較した (図3)。その結果、遠距離では角度によって引力または斥力が働くが、近距離ではいずれの場合も斥

実験[F]
]

シミュレーション[f]]力が働くことが分かった。詳細は当日発表する。
図3.
.S-P型
型粒子間力Fのの角度依存性とシミュレーション[Z. Eskandari, et al. Soft Matter, 2012]
]との比較

F-19

ネマチックコロイドの構造体の物性
九大院理 A

桴海文吾A , 井崎邦義 A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

ネマチック液晶中に垂直アンカリングを施し(a)たコロイド粒子を分散させると、粒子周辺に液晶配向の歪みが生じる。このとき、系は粒子近傍に対となる新たな点欠陥が生じることで安定

液晶の配向方向化する。このような粒子−欠陥対を、dipole 型

3µm

(b)

粒子と呼ぶ。粒子間には、長距離かつ異方的な(c)

力が働くことが知られている。
本研究では、反平行な dipole を横方向、縦方向に連結していくことで様々なクラスター構
造体を作成した。dipole を直鎖状に並べた場合

3µm(図 a)、鎖は液晶の配向方向に対して平行に並(d)ぶが、図 b〜e のような構造体を作成した場合

3µm

(e)

は、dipole が液晶の配向方向と平行にならないことが観察された。
結果の詳細は当日に報告する。

3µm

3µm

図 dipoleからなる構造体の偏光顕微鏡像

55

会場 G
領域 8

G-1

EuGa4 の電子状態と圧力下輸送特性
琉球大院理工 A , 琉球大理 B , 阪大院理 C , 阪大院基礎工 D , 阪大低温セ E , 阪大極限セ F , 新潟大理 G , 東大物性研 H

仲村愛A , 平仲裕一 A , 立津慶幸 A , 眞榮平孝

裕 B , 辺土正人 B , 仲間隆男 B , 広瀬雄介 C , 石田一裕 C , 森晶宣 C , 三田村勝哉 C ,本多史憲 D , 竹内徹也 E , 杉山清寛 C , 荻原政幸 F , 摂待力生 G , 松林和幸 H , 上床美
也 H , 大貫惇睦 Bのネスティングによる CDW の発生と思われる．

体心正方晶の BaAl4 型 (空間群 I4/mmm)
結晶構造の EuGa4 について，その電子状態を30

明らかにするため，ドハース・ファンアルフェ
ン (dHvA) 効果と圧力下の電気抵抗と熱電能のEuGa4
J//[100]

8C

測定を行った．図に，J//[100] の 8 GPa まで

10“ [JP cm]

電気抵抗は，温度下降とともに直線的に減少
し，ネール点 TN = 16 K でさらに急激な減少を示す．RRR = 300 以上の純良な単結晶試料

A

n

v

i

l

1.40
1.11

0

0.75

-20
0
P=0 GPa

1 GPa 付近で肩構造が TN ' 100 K から出現し，

0

2 GPa で約 150 K，4 GPa で室温まで増大する．
これは EuGa4 の特異な形状を持つフェルミ面

0
-30
0
0

100

200
T [K]

56

c

0
0

P

化で 8 GPa まで直線的に増大する．ところが，

i

2

TCDW

0
-10

である．圧力を加えると，ネール点は小さな変

b

4

TN

の圧力中における電気抵抗の温度依存を示す．

u

6

20

300

i

s

t

o

n

C

y

l

i

n

d

e

r

G-2

CeRhSn3 の高圧下輸送特性
琉球大理 A , 東大物性研 B
A

渡部晋太郎A , 平川先太郎 A , 照屋淳志 A , 竹田政貴 A ,A

高江洲義尚 , 辺土正人 , 仲間隆男 A , 松林和幸 B , 上床美也 B
立方晶 CeRhSn3 は 2 つの Ce サイトを持ち，磁気臨界点を通過したためであると考えられる．

充填スクッテルダイト構造に類似の構造を持っている．帯磁率から見積もった Ce の有効磁気モーメントは 2.23 µB で，ほぼCe3+ に近い状態であった．常圧で約 4 K に強磁性転移があり，さらに 0.9 K にも磁気転移があると報告されている．電子比熱係数 γ は 122 mJ/mol K2と見積もられ，重い電子系物質であると考えられる．今回，我々は 2.2 GPa までの熱電能 S ，8
GPa までの電気抵抗率 ρ の測定を行った．低温
における熱電能の温度係数 S/T は 2 GPa まで,-0.12 µ V/K2 のほぼ一定の値となり，電子状態は加圧によって変わらないと考えられる．右図にρ の測定結果を示す．残留抵抗は，加圧によって 2 GPa までで大きく上昇し，4 GPa で最大値をとったのちに減少する．これは加圧によって

G-3

マルチフェロイック物質 DyMn2 O5 のナノ粒子における磁気サイズ
効果
九工大工 A , 福岡大理 B
A

安藤裕規A , 新納健 A , 宮園飛鳥 A , 出口博之 A , 美藤正A樹 , 高木精志 , 田尻恭之 B , 香野淳 B
マンガン酸化物 DyMn2O5 は反強磁性と強w は，正の値からサイズが増加するとバルク

誘電性を併せ持つマルチフェロイック物質としでの負の値へと向かって変化していく．そのて精力的に研究が行われており，巨大な電気

他の測定結果と以前に発表した DyMnO ３ナ

磁気効果を発現することでデバイス応用に注

ノ粒子の磁性のサイズ依存と比較して報告する．

目されている．この物質は 42K で Mn3+モー

50

10

40

8

序を起こし，8K で Dy3+モーメントが秩序するが，その磁気構造は複雑なものとなる．現

TN
θw

TN[K]

30

在までバルクの磁性・誘電性の研究は数多くなされているが，ナノ粒子を対象とした研究

6

20

4

10

2

θw[K]

メント，Mn4+モーメントが長距離反強磁性秩の報告はほとんどない．DyMn2O5 ナノ粒子におけるサイズ効果に興味を持ち，10nm 径前後のナノ粒子をメソ多孔体の細孔中で作成

0

し，それらの磁性を調べたので報告する．図 1に直流磁化率より求めたネール温度 TN，キュ

6

8

10
12
粒径 [nm]14

016

図 1 ネール温度 TN、キュリーワイス温度θw の粒径依存

リーワイス温度θ w の粒径依存を示す．図
のように TN にはサイズ依存がない．一方θ

57

G-4

YBCO 超伝導セラミクスにおける線形・非線形抵抗測定
九工大工 A , 京都工繊大基盤科学 B , 徳島大総合科学 CAAA

吉田英志A , 佐々木悠太 A ,A

木太久遼 , 出口博之 , 美藤正樹 , 高木精志 , 萩原亮 B , 小山晋之 C
銅酸化物超伝導体のサブミクロンサイズのし、グレイン間転移 TC2 では、ほぼゼロに落ち

グレイン焼結体は、０結合とπ結合がランダ着く。学会では、線形および非線形抵抗の臨界ムに配列したジョセフソンネットワークと考指数について報告し、理論との比較検討を行う。

えることができる。このような系では位相差

0.1
1mA
3mA
5mA

がπのπリングにおいて、超伝導ループ電流

0.08がランダムに凍結するカイラルグラス転移がR[Ω]理論で予想されている。前回、YBa2Cu4O8 セ
ラミクス試料についてグラス転移近傍での磁

TC1

0.06
0.04

化率の振る舞いから臨界指数を導出して理論TC2との比較を行った。今回、線形および非線形

0.02

電気抵抗率を高精度ロックインアンプにより

040

精度よい測定をすることが可能になり、抵抗50率の臨界指数を求めることを目的とした。図1 に交流周波数 23Hz、電流振幅を 1,3,5mA としたときの線形抵抗の温度依存を示す。グレ

60
T[K]

70

80

図1.YBCOセラミクスの抵抗の温度依存

イン内超伝導転移 TC1 より急激に抵抗が減少

G-5

二次元量子反強磁性体 LaCuO4 ナノ粒子におけるエッジ効果
九工大工 A , 福岡大理 BA樹 , 高木A

精志 , 田尻堀之口

祐二A , 詫摩BB

恭之 , 香野淳

裕平 A , 出口

博之 A , 美藤正

最近，二次元量子スピンハイゼンベルグ型反性の特徴がみられた．一方 11.8nm 径では反強強磁性体において，有限な二次元面の端（エッ磁性および常磁性の磁化の特徴が観測された．

ジ）付近のスピンの磁性が理論的に研究され，磁化の温度依存および ESR 測定の結果を合わ

その新奇な振る舞いが注目されている．エッジ

せて報告し，ナノ粒子の磁性について考察する．

の磁性は磁気相互作用の端での結合状態および二次元面のサイズに大きく依存し，条件に[10-4]

よっては絶対零度において磁化率が負に発散す

55るという新奇なエッジ効果がシミュレーション
M[emu]

で予想されている．我々は，二次元量子スピン
ハイゼンベルグ型反強磁性体の典型物質とし00て有名な La2CuO4 に着目し，そのナノスケー
ル粒子を作成した．そして SQUID による磁化-5測定，電子スピン共鳴 (ESR) により，二次元-2

量子スピンハイゼンベルグ型反強磁性体の現実物質におけるエッジ効果を実験的に探究することを目的としている．

LCO(13.5nm)
LCO(11.8nm)

-1

0
H[Oe]

1

図 1. La2CuO4 ナノ粒子における磁化過程

図 1 に二つの異なる粒径の La2CuO4 ナノ粒子における磁化過程を示す．13.5nm 径のナノ粒子では低磁場では強磁性，高磁場では反強磁性あるいは常磁

58

-5

2
[104][10-3]

G-6

YBCO 超伝導セラミクスのカイラルグラス相における非平衡ダイナ
ミクス
九工大工 A , 京都工繊大基盤科学 B , 徳島大総合科学 C

首藤充弘A , 佐々木悠太 A ,出口博之 A , 美藤正樹 A , 高木精志 A , 萩原亮 B , 小山晋之 C
銅酸化物超伝導体のサブミクロンサイズのグ

異なる温度変化をさせた磁化の時間変化を示

レインの焼結体は、0 結合とπ結合がランダムす。1K 以下の小さな温度変化の操作により大きに配列するジョセフソン接合ネットワーク系とく時間依存が変化する様子が見られた。これら

みなすことができ、このような系ではグレインの結果をスピングラスと比較検討して報告する。
[10-3] 4
reference
37.8K
37.5K
37K

内の相転移、グレイン間の相転移と２段階の相MTRM/H [emu/g]転移が観測されている。YBa2 Cu4 O8 セラミク
スはグレイン間グラス転移においてカイラルグ
ラス相が予想されている。このグラス相では前回報告したようにスピングラス磁性体のスピングラス相で観測されている磁気メモリ効果が見られた。今回は、グラス相における熱残留磁3Ts = 38 [K]H = 0.05 [G]化のダイナミクスを調べ、スピングラス相の結20果と比較を行い、カイラルグラス相の特性を調

2000

4000 6000
t [s]べた。図１はグレイン間グラス転移温度より少10000

図１ 熱残留磁化率の時間変化

し低温の Ts =38K での熱残留磁化の測定中に

G-7

8000

スピン偏極強磁性体 La1-xSrxMnO3 の超音波ひずみ効果
九工大工 A , 福大理 B

池田成輝A , 長野琢磨 A , 美藤正樹 A , 出口博之 A , 田尻恭

之 B , 香野淳 B

LaMnO3 は S=2 の反強磁性絶縁体であり、
Mn3+ イオンの 4 つの 3d 電子が遍歴性のあるた際、約 15 K の強磁性転移温度の減少が観測されており、他の 3 つの試料のそれを上回った。

eg 軌道に 1 つ (S=1/2) と局在性の強い t2g 軌
道に 3 つ (S=3/2) 入り、それらがフント結合
することが S=2 の起源である。La3+ を Sr2+で置換すると、eg 軌道にホールがドープされ、ホールは Mn3+ イオン間の電子トランスファー
によって自身の運動エネルギーの利得をかせぎ、局在スピンを一方向に配列させ強磁性金属状態を実現する。我々は Sr 濃度 x が 0.15(絶縁相)、0.2、0.3、0.4(金属相) において、超音波帯域の力学的ひずみが電子トランスファーを抑制
し、結果的に強磁性状態を不安定にすることをAC susceptibility (emu)0.00040.000350.00030.000250.00020.000150.0001
5 10-50

期待した研究を行っている。図 1 に交流磁化率

off

20Vpp

Hac = 4 (Oe)f = 10 (Hz)

250

300

350

T (K)

測定 (10 Hz、4 Oe) を通じて La0.7 Sr0.3 MnO3

轄1 Sr鮪祭x = 0.3
尋
20 Vpp郁з滞 ｝婦唸粟倫

における 1 MHz の超音波歪み効果を調べた結果を示す。20 Vpp の電圧を発振子に加え

59

郁зЙ
偏祭８祁偲

G-8

NiCrAl-CuBe 複合ガスケットと DAC を用いた高圧力下交流磁化率測定
九工大工 A , 阪大リノベ B

庄司和平A , 長井宏輔 A , 美藤正樹 A , 出口博之 A , 石塚

守Bたとき、36.7GPa の圧力印加に成功できている。

我々は、50 GPa を越える圧力領域で SQUID
を用いて、高圧力下交流磁化率測定の技術開発を行っている。広い温度域で SQUID を使AC susceptibility [emu]0 GPa
36.7 GPa

用するために、市販の SQUID 磁束計と超小型 DAC の融合を採用する。今、我々は型押しをせず 30 GPa をコンスタントに発生できるガスケットの選定に苦慮している。Re ガ
スケットは 2 K 付近で超伝導になり、そのマ
イスナ―信号は 4 K 付近まで大きなバックグ
ラウンドとなり、微弱信号の検出に悪影響を及ぼすとともに、粘弾性の面で問題がある。

90

そこで NiCrAl と CuBe の複合ガスケット1 の使用を試みた。図 1 に 0 GPa と 36.7 GPa噪1

における Bi2 Sr2 Ca2 Cu3 Ox の交流磁化率の温

B

i

2

S

r

2

C

P

a

2

100 110 120 130
Temperature (K)
=

C

0

u

G

3

O

P

x

140

㿉
癉疢痏矞
癮凋㍿ 尤 癮㏈燵淘斂磽
a

P

=

3

6

.

7

G

P

a

度依存性を示す。現状、ダイヤモンドアンビ
ルに先端径 0.3mm のベベル付きのものを用い
1 M. Ishizukaka, Rev. Sci. Instrum,. 76, 123902 (2005)

G-9

SQUID 磁束計を用いた極低温磁化測定装置の開発
九大院工 A , 山口大院理工 B , 東大物性研 C

佐藤由昌A , 牧山駿 A , 蓮尾斎彦 A , 稲

垣祐次 A , 藤原哲也 B , 松林和幸 C , 上床美也 C , 河江達也 A

SQUID 素子は高感度で磁気物性が測定出来る優れたプローブであり，Quantum Design 社

MPMS は SQUID 磁束計として高精度かつ簡便に磁気特性が測定できるため広く普及している．しかし，最低温度 T ∼ 2 K までしか対応していない．
今回，我々は T ≤ 2 K で磁気物性測定を行えるように液体 3 He の排気減圧を用いた
3

He インサートを製作した．図 1 に 3 He イ
ンサートの模式図を示す．3 He ガスの導入・排出が共通のワンショット型のインサートとなっており，この 3 He インサートを用いることで T ≥ 0.5 K での磁化・磁化率測定を簡便に行うことが可能になった．発表では装図 1. 3 He インサートの概要図．

置の特性などについて報告する予定である.

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G-10

PrPb3 四極子秩序における磁場誘起多極子に起因した相転移現象
九大院工 A , 広大院先端 B , 物材機構 C
BC

博 , 鈴木博之 , 河江達也

佐藤由昌 A , 牧山駿A , 稲垣祐次 A , 鬼丸孝

A

希土類物質 PrPb3 は結晶場基底状態が Γ3 二重項であり，TQ = 0.4 K で反強四極子秩序を起こすことが知られている．これまでの PrPb3 における磁場温度相図の作成は，東大物性研グループ
による磁化測定によってなされ，H k [110] 方向においてのみ，低磁場の秩序相とは異なる秩序変数をもつ高磁場秩序相が存在することが分かっている [1]．しかし，何故 H k [110] でのみ高磁場相が観測されるかという点に関しては明確な理由は得られていなかった.
これまで，我々は磁場中比熱測定により H k[100] 方向で高磁場秩序相を新しく観測したことを報告している [2]．このような高磁場秩序相が出現する要因として，秩序している多極子の種類と印加磁場方向によって，誘起する多極子の種類・方向が異なるという磁場誘起多極子の特徴が挙げられる [3]．H k[100] 方向の場合，高磁場では磁気双極子が誘起しない O22 型四極子が安定に存在することが理論的に指摘されているため [3]，今回観測した H k[100] での高磁場相は磁気八極子

Tzβ が誘起している O22 型四極子の秩序相である可能性が高い．一方で，他の H k[110], [111] 方向で磁場中比熱測定を行ったところ，各結晶軸方向で高磁場秩序相の存在を示唆する結果が得られた．このことは磁場誘起多極子により秩序変数の交替が起こることを示唆している．
発表ではこれらの結果を詳細に報告する．

[1] T. Onimaru et al., J. Phys. Chem. Solids. 68 (2007) 2091.
[2] Y. Sato et al., J. Phys. Soc. Jpn. 79 (2010) 093708.
[3] R. Shina et al., J. Phys. Soc. Jpn. 66 (1997) 1741.

G-11

ミスフィット層状コバルト酸化物における電荷秩序の検証
佐賀大院工系 A , 東北大金研 B

高倉将一A , 竹村優治 A , 真木一 A , 西嵜照和 B , 小林典男 B[Bi2 Ca2 O4 ]q CoO2 は、三角格子構造をもつ
CoO2 層と、岩塩型の Bi2 Ca2 O4 層が c 軸方向に積層した結晶構造を持つ。両者は b 軸方向が不整合であり、その比は q で表わされる。
この物質では、高い熱起電力や負の磁気抵抗などの異常が観測されており、強相関効果の存
在や構造ミスフィットの影響が注目されている。
我々は、走査型トンネル顕微鏡や複素誘電率の測定から、この系で電荷秩序が存在する可能性を指摘している。[1]図 [Bi2Ca2O4]qCoO2における電流電圧特性

そ こ で 、ミ ス フィット 層 状 コ バ ル ト 酸 化[1] 物理学会2011年秋季大会 23pGB-7, 23pGB-8

物に お け る 電 荷 秩 序 の 有 無 に 関 し て 、さ らなる 知 見 を 得 る た め 、電 流 電 圧 特 性 の 測 定を行っている。図は、窒素温度で ab 面内を
流れ る 電 流 の 電 場 依 存 性 で あ る 。興 味 深 い
こ と に 、高 電 場 下 で は 非 線 形 伝 導 が 起 こっているように見える。詳細を当日報告する。

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