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

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曲げた状態でスパッタしたフィルムの磁化特性磁気モーメント（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0.0005
0
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-1000100
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𝐒𝐢 + 𝐒(𝐢+𝟏) + D
ii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yx
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 ) + D2i

Siyi

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
2.60hcpfccfcc(bulk)

2.552.50
164d-, 5d-遷移金属は、原子番号（d 電子）または圧力の増加に

1820222T242628

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。

5300.00.10.20.30.4x
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 XAS

AIntensity (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528530532534536

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

532534536538

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-9530

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

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以下でも非秩序相との共存が観察された。

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れ、その磁気相図が注目されている。Ga 置換系では、5 種

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

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1000る磁性を調べた。図 1 は、In 置換系 (x=5.1) における磁気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

ferripara

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

60

80 100T [K]300 400 500

図1 In置換系における磁気相図、高温域（290K 以上）では、温度上昇に伴い直流磁化が増7A-12Ti 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2Magnetization (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

10-1-2-3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-130 GPa-6-4-202Magnetic field (T)6図1. 7.5KにおけるMn3O4の高圧力磁化曲線

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 A

4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).

し、10GPa 付近で一緒になった後上昇し、34GPa 以上で低VVCM / HDC[V/Oe]

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-410 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1020.5GPa 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20.5GPa時の直流磁化率の温度依存性

A-15203040 50
T [K]

6070

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)02

図 146B (T)810Fe1.25Mn1.75Si の磁気抵抗比

ただし、比較のため原点はずらしてある。

A-17Fe3−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
ことに伴いキュリー温度 (TC ) が下がっていく。x > 0.75 に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

Para4TC(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

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
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)

10TA

AF220Fig.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

x=1.85x=1.8
x=1.75x=1.7x=1.68AF6ことが知られている。強磁性体 Fe3 Si は Fe を Mn に置換する(F)4060T (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、

!

ar"

=S!

t0",(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 T0T

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

Q=1243

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

Q=12

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