化する．この変態は固相における 1 次相転移の物理を明確に

.

は じ

め

に

できる現象として，金属学者・物理学者・数学者らにより盛んに基礎研究が行われている．また，応用的な観点からもマ

これまで材料の機能発現・組織制御において根幹となる基

ルテンサイト変態は重要であり，鉄鋼材料の強化・形状記憶礎研究を，従来から用いられている温度・応力のみならず強効果・擬弾性などにおいて極めて重要な役割を果たしている．

磁場，高圧力の外場を新たに加えることで得られる実験結果

典型的なマルテンサイト変態を示す Fe 基合金のマルテンに対して多次元的現象理解および電子論的解釈を通して，こサイト変態温度と磁場の関係を図に(1)，また，FeNi 合金

れまで未解決な問題の解明ならびに新規現象の発見と解明をの変態温度と静水圧の関係を図に示した(6) ．図 1 から，行ってきた．その分野は，主に変位型相変態・磁気転移なら30 MA/m(～38 T)の磁場印加は FeNi 合金のマルテンサイ

びに第一原理計算に基づく電子論に関するものであり，以下

ト変態温度を約 80 K も上昇させることがわかる．一方，

 極限状態下(強磁場，高圧に示す 4 つの分野，すなわち，

FeNi 合金において 1.5 GPa の圧力負荷は変態温度を 100 K マルテンサイ
力)のマルテンサイト変態ならびに拡散変態

程度も下降させる． Fe 基合金において磁場印加により変態

d 電
ト変態のカイネティクスならびに巨大ひずみと臨界点

温度が上昇するのは，実験を行った温度範囲においてマルテ

子系セラミックス(マンガナイト)ならびに f 電子系金属間化

ンサイト相の磁気モーメントが母相のそれよりも大きいため

 相安定性の電子合物(DyCu, DyAg)の磁性と電気伝導特性

論的解釈に関連している．本稿では，これらの分野における筆者らの研究成果のいくつかを簡単に紹介する．

.

極限状態下(強磁場，高圧力)のマルテンサイト変態ならびに拡散変態

外場として強磁場(60 T)および超高静水圧(100 GPa)を用
いて，これら外場のマルテンサイト変態ならびに拡散変態(鉄の g a 変態等)に及ぼす影響について系統的に調べてきた．その結果，磁場ならびに静水圧は，変態開始温度に著しい影響を与えることがわかった(1)(5) ．例として，マルテン
サイト変態開始温度に及ぼす磁場ならびに静水圧の影響について紹介する．マルテンサイト変態は“原子の拡散を伴わずにその連携な運動により引き起こされる 1 次の相変態である”．したがって，変態に伴い体積ならびに潜熱が大きく変

図1

Fe 基合金におけるマルテンサイト変態開始温度と臨界磁場の関係(1)．

2018年 3 月19日，千葉工業大学新習志野キャンパスにおける本会第162回春期講演大会において講演大阪大学大学院工学研究科マテリアル生産科学専攻教授(〒5650871 吹田市山田丘 21)
Martensitic Transformation, Diffusional one and Firstorder Magnetic Transition under Extreme Conditions (High magnetic field, Highpressure) and Their Interpretation from Electronic State; Tomoyuki Kakeshita(Department of Materials Science and Engineering,
Graduate School of Engineering, Osaka University, Suita)
Keywords: phase transformation, martensite, magnetic field, hydrostatic pressure, ferrous alloys, shape memory alloys, magnetic structure,electronic structure
2017年12月 1 日受理[doi:10.2320/materia.57.209]

ま て り あ 第57巻 第 5 号(2018)Materia Japanことから，筆者は Patel と Cohen のなした仮定は妥当性があると考えている．また，式( 1 )の右辺の第 3 項は，新たに導出したもので，強制体積磁歪に起因するエネルギーである．特にこの項は，その値が大きいインバ―効果を示す系では，変態温度に著しい影響を与え，その値は磁場による静磁エネルギーとほぼ同程度であることを明確に示した(1)．
一方，強磁場あるいは高圧力下で生成したマルテンサイト
組織は，同組成の熱誘起マルテンサイト変態のそれと同じであること(1)(2)(応力下で生成した組織は，生成温度に依存するが，その結果は磁場あるいは静水圧下の場合と異なっている．その理由は今後の課題である．）ならびにマルテンサイト
組織のフラクタル次元は，拡散変態の組織のそれ(1.6 次元)
図2

FeNi 合金における Ms 温度の静水圧依存性(6)．
は測定値，点線は計算値．

とは異なり 1.8 次元であることを明確にしている．このことから，マルテンサイト組織は，岩石を砕いた時に生ずるクラック伝搬組織と同様に応力に支配された組織であることを示している．さらに，磁場は，温度や静水圧とは異なり方向性である．一方，静水圧負荷により変態温度が減少するのは，を有しているため，形状磁気異方性あるいは結晶磁気異方性

マルテンサイト相の原子容が母相のそれよりも大きいためでを通して組織制御を可能とすることは良く知られている．事ある．これらの実験事実を考慮して，変態開始温度の磁場依実，FeNi 単結晶では，数は少ないが磁場印加方向に長く伸存性ならびに圧力依存性を決める式を， Patel と Chen(7) にびたマルテンサイトが最初に生成すること(1) ，また， CoPt

よって示された変態温度に及ぼす外場の影響，特に，応力のあるいは FePd の規則化処理を磁場下で行うと単結晶規則相影響を考慮して，導出した( Patel と Cohen は，マルテンサが得られることを示した(8)．前者の場合は，形状磁気異方性

イト変態は非平衡であり，かつ， Fe 基合金の多くは数百 Kが原因であると考えている．後者の場合は，規則相が結晶磁もの温度ヒステリシスがあるため，クラウジウスクラペイ

気異方性を有しているため，磁場印加方向に有意なバリアン

ロンの式が満たされないと考えた．そこで，マルテンサイト

トの初期生成量が他のバリアントのそれよりも多くなり，そ変態温度は，実験的に求められる変態温度における両相のギの違いが成長過程の際に働く応力のダイポールダイポール

プス自由エネルギー差に依存し，それは，外場に依存しない相互作用により，結果的に単結晶規則相化を促していると考と仮定した．この仮定により，外場下における変態温度の計

えているが，その詳細は今後の課題である．この結晶磁気異算ができることになる．その妥当性を確かめるには，多くの方性が原因となる組織制御として，NiMnIn 系あるいは筆実験が必要であると考えられる．）．この仮定を考慮して導出者らが初めて見出した Fe Pt, Fe Pd 系強磁性形状記憶合した変態温度の磁場依存性を決める式(式( 1 ))と変態温度

金(9)(10) の磁場によるマルテンサイト相のバリアント再配列の静水圧依存性を決める式(式( 2 ))を以下に示した(1)(2)．

があげられる．すなわち，マルテンサイト相は大きな結晶磁DG(Ms)－DG(M ′s)＝－DM(M ′s)･Hc

気異方性を有しており，磁場印加方向に有意なバリアントが

(1)
( )
)
1＋ v ( M ′, P′)＝
DG(M )－DG(M ′f{ 1＋v (M ′, 0) ･V ･(M ′)･ 1－( BP ′)－V (M ′)･(1－BP ′)}dP ′ ( 2 )生成し，時には，単一バリアントが得られる(バリアント間

ここで， DG ＝( G P － G m )は母相とマルテンサイト相のギ変換に伴い，数にも及ぶ伸びあるいは縮みが生じるため

ブス自由エネルギー差， DM は両相の自発磁化の差， Hc は

(伸縮は a 軸と c 軸の格子定数の違いによる．），すなわち，

臨界磁場， x Ph は母相の高磁場帯磁率， e0 はマルテンサイト

非接触で形状を変化できるので，その応用が多数考えられて変態時の体積変化， v は強制体積磁歪， vs は母相の自発体

いる．図に，筆者らが見出した Fe Pt 合金における磁場

積磁歪，V p, V m はそれぞれ母相，マルテンサイト相の体積，印加による大きなひずみの変化を示す(9)．

1&v－ xPh ･H 2c＋e0･･Hc･B p
2
&H
p

s

s

s

s

s

0

m

p

s

p

s

s

m

は双晶関係にあり，磁場によりその双晶界面の移動が起きる)．筆者らは，この現象のメカニズムは，結晶磁気異方性のエネルギーが双晶を動かすのに必要なエネルギーと同程度にあることに起因することを提唱し，磁場によるせん断ひずみを導入して定量的に解析し，その妥当性を確認した．このB p, B m はそれぞれ，母相，マルテンサイト相の体積弾性率

を表す．

.

これらの式を用いて計算した値を，図 1，図 2 の点線で示している．計算結果が，実験結果とほぼ一致していることがわかる．ここでは示さないが，この一致を，他の Fe 基合

マルテンサイト変態のカイネティクスならびに巨大ひずみと臨界点
マルテンサイト変態のカイネティクス

金，形状記憶効果を示す Cu 基， Ti 基などに生成する数多

マルテンサイト変態は多くの 1 次相変態と同様に，核生

くのマルテンサイト変態においても確かめている(1)(2)．この成・成長により進行することは良く知られているが，マルテ




学

会

賞

図3

 は初期磁場誘起Fe3Pt における磁場誘起歪(9)．
 ，
 は磁場印加除荷によるリバーシブル
歪．
な磁場誘起歪．

図4

Fe 基合金におけるマルテンサイト変態の TTT
図．外場(静水圧，磁場，一軸応力により潜伏時間ならびにノーズ温度が変化する)．

ンサイトの核がどのようなものであるかは，未だ十分に明らかになっていない．この未解決なマルテンサイト変態の核生

サイト相との自由エネルギー差である．潜伏時間は，このよ成について，その核生成と密接に関連する変態のカイネティ

うな確率を導入しているので P－1 で表されることになる．

クスと外場(磁場・静水圧)の関係を調査して，新たな知見とこのモデルの妥当性を，このモデルから予想される現象を実モデルを展開しつつある(11)(14) ．すなわち，これまで変態

験的に示すことで確認した．予想される現象は，以下の 2

過程が異なるものとして認識されている非等温マルテンサイ

 明瞭な Ms 点を有する合金，いわゆる非等温変つである．

ト変態(変態開始は瞬時に起きる．）と等温マルテンサイト変態を示す系においても，変態開始温度 Ms 以上でかつ熱力学態(変態開始に数秒あるいは数時間の有限な時間が存在す的平衡温度 T0 以下の温度において等温保持すると，マルテる．この時間は温度に依存し，最も短い時間で変態が開始す 静水圧負荷の TTT 図において，
ンサイト変態が起きる．

る温度が存在する．これをノーズ温度という．）は(図)，磁

静水圧を負荷していない場合のそれと較べると，ノーズ温度

場印加により等温変態が非等温変態に(11) ，静水圧負荷によが上昇し，潜伏時間が長時間側に移動することになる．まり非等温変が等温変態(12)に移行することを実験的に明らか

た，磁場印加の場合，ノーズ温度が減少し，潜伏時間が短時にし，非等温変態と等温変態の違いは本質的なものではな

間側に移動する(図 4)．これらの現象の存在確認ならびに式

く，本来統一的に考えることができ，等温マルテンサイト変( 3 )を用いた計算と実験値の一致は，数多くの系で得られ態が本質であると提唱している．そこで，この等温マルテン

た．一つの例を図に示した(14) ．したがって，筆者は，式サイト変態挙動をモデル解析することで核の大きさについて( 3 )の妥当性があると考えている．また，この式に含まれ議論をした．それを以下に述べる．

る mから見積もったマルテンサイトの核の大きさが，ナノモデルの構築(13) にあたり， 2 つの仮定を行っている．すサイズ(2～5 nm)であり，その値は古典論による値と 2 桁もなわち，すべてのマルテンサイト変態は熱活性化過程により違うことがわかった(11)．今後は，この大きさの違い(例えば起きることならびにポテンシャルバリア(活性化エネルギー)

界面エネルギーとは何か)が持つ物理的意味とその緩和時間

は外場に依存すると仮定し，統計熱力学を用いてマルテンサ(核からマルテンサイト相への成長時間)について調査するこ

イト変態の起きる確率式を導入し，その逆数が時間に対応すとが課題であろう．

るというモデルを構築した．以下に，そのモデルを簡単に説明する．
マルテンサイト変態は m個の原子からなるクラスター



巨大ひずみの出現と臨界点の存在

2 節で述べたように，多くの Fe 基合金ならびに代表的な(これが核に対応すると考えている．）が，このポテンシャル

形状記憶合金である TiNi 合金や Cu 系合金では， 1 次変態

バリア( D)を乗り越えることにより進行すると考えると，そであるマルテンサイト変態に伴い体積ならびに潜熱が大きく
 節で述べたように核生変化する．また，その変態は， 3 の確率 P は次式のように表すことができる．
P＝A exp(－N mkTD)･exp{－B exp(N－kDT)}
A B

(3)

A B

ここで， kB はボルツマン定数， NA はアボガドロ数， A, B

成・成長により進行する．ところで，変態に伴う体積ならびに潜熱が極めて小さく，ほぼゼロとみなせる変態が， Fe 
Pd(15) ， Fe Pt 合金(16) において観察されている．いわゆるはパラメータである．また，D(T )＝d－Dg(T )で(仮定)，d

FCC から FCT への変態である．筆者らはこのような変態は母相とマルテンサイト相との熱力学的平衡温度 T0 におけを，弱い 1 次のマルテンサイト変態あるいは極めて 2 次にる 1 モル あ た りの ポ テ ンシ ャ ル バリ ア の大 き さ であ り ，近いマルテンサイト変態と称している．この場合，変態は 1

Dg( T )は，温度 T における 1 モルあたりの母相とマルテン

次なので核生成で起きるが，外場を与えると 1 次変態から 2

ま て り あ 第57巻 第 5 号(2018)Materia Japan




図5

Fe24.9Ni3.9Mn 合金の TTT 図に及ぼす磁場効果(左)と静水圧効果(右)(14)．

次変態に移行することがあり，したがってその変態の起源を電子状態に求めることができると考えている．事実，これらの合金では，高温相の弾性定数 c ′＝(c11－ c12)/2 が，変態温度に向かい減少し，変態温度では，ほぼゼロになるというソフト化が報告されている．著者は，このソフト化は変態様式
が 1 次から 2 次となることに起因しており，それは，1 次変態のいわゆる前駆現象ではないと考えているが，その妥当性
は将来の課題であろう．このような，2 次に近い変態では，ソフト化を考慮すると，新規な現象として巨大ひずみの出現と 水 の 3 態 で 良く 知 ら れて い る 臨界 点 の存 在 が 予想 で きる．事実，それらを実験的に初めて明らかにしたので，簡単に紹介する．
2 次に近い変態を示す Fe 31.2Pd 合金や Fe3Pt (規則度は0.8)においては，図に示すように変態点における格子定数の変化が小さく変態点以下で格子定数が連続的に変化す
る(17) ．このような Fe 31.Pd 合金や Fe3Pt において，変態点付近の温度で c ′の影響が最も顕著に表れる[100]方向に応力を加え，応力ひずみ曲線を測定した．例として， Fe Pd
合金の場合を図に示す(すなわち， c ′が小さいので，わずかな応力で大きなひずみを得ることができると考えた．）(18)．この図から，応力が低い場合には，プラトーが観察され，変態が 1 次で起きている様子がわかる．しかしながら，さらに応力を負荷すると，ヒステリシスの小さな弾性

図6

Fe 31.2Pd ( at  ） 合 金 な ら び に 規 則 度 0.78 のFe3Pt における格子定数の温度依存性(17).

的な変形を示し，その値は，予想した通り大きな値で 6にも達する．これは，変態が 1 次から 2 次へと変わり，応力下での構造変化が連続的となっていると考えられる．その妥存在が予測される(変態応力は低く，降伏応力は数百 MPa

当性を中性子線回折実験で，構造，回折反射の位置，強度に程度となり大きい．）．そこで， Fe Pd 合金における一定応より確かめている(19)．また，このソフト化の原因，すなわ

力下での温度ひずみ曲線を実験で求めた．得られた結果をち， 2 次転移の起源を第一原理計算により求めた(20) ．その図に示した(21)．この図からわかるように，確かに臨界点

結果，この起源は，バンドヤーン・テラー効果に起因していが存在し，その温度と応力はそれぞれ 280 K, 40 MPa とな

ることがわかり，この効果のために逆空間の原点(G点)におった．また，この連続的変態を考慮すると，応力による熱量

ける格子軟化が生じ，弾性定数 c′
がマルテンサイト変態温度

効果が数百 K もの広範囲の温度領域で存在することが期待に向かってゼロに近づくことになると推論した．しかしながされ，事実それを初めて明らかにし，かつその大きさを定量

らその定量性には問題があり，今後の課題となる．さらに，評価した．

これらの系においては，変態開始応力がソフト化のために極めて低いことならびにすべり変形にのみに関与する弾性定数( c44 )が十分大きな値となるため，これらの系では臨界点の




学

会

賞

図9

図7

Fe31.2Pd 合金における応力歪曲線．は母相の弾性域，は応力誘起マルテンサイト変態によるステージ，はマルテンサイト相における弾性変形(18).

層 状 ペ ロ ブ ス カ イ ト 型 マ ン ガ ン 酸 化 物 La2－2x
Sr1＋2xMn2O7(0.30x0.35)単結晶の相図．

確にした(22),(23) ．この MnO6 八面体歪と磁気的性質，特に磁気構造との相関についてさらに知見を得るために，層状ペロブスカイト型マンガン酸化物 La2－2xSr1＋2xMn2O7 (0.30  x
 0.35)単結晶の磁気構造と MnO6 八面体内の Mn イオンのeg 電子の軌道占有状態(これが八面体のひずみを生ずる）との相関を中性子回折，粉末放射光回折，磁化測定等により調査した(24) ．その結果，従来に報告されている 2 つの強磁性(FM)構造ならびに反強磁性(AFM)構造以外に，Mn イオンの磁気モーメントが傾いたキャント反強磁性( CAFM )構造が存在することを初めて見出し，x が0.3付近の磁気相図(図)を決定した(特に，磁気構造が，温度ならびに組成に対して連続的に変化することを示した）．この磁気構造の変化は，
MnO6 が正八面体に近づくにつれて eg 電子が 3z 2－r 2 軌道から x 2 － y 2 軌道へ移り(電子雲分布が球状になる）， 1 イオン
異方性による c 軸方向への強い 1 軸結晶磁気異方性がほぼ消失すること，ならびにその消失により磁気双極子相互作用が
図8Fe31.2Pd 合金における応力温度相図．母相とマルテンサイトの境界が臨界点で消滅する(21).

相対的に強くなり， Mn イオンの磁気モーメントが ab 面内
へ向くことにより説明されることを示した．さらに x＝0.315 の静水圧下の単結晶中性子回折実験から， MnO2 磁性金属層の層間距離のわずかな変化により各層の磁気モーメン
トが平行から反平行に変化することを見出した(25)．以上よ. d 電子系セラミックス(マンガナイト)ならびに f 電子
系金属間化合物(DyCu, DyAg)の磁性と電気伝導特性

り，本系での複雑な磁気構造は八面体ひずみに関係する 1
イオン異方性と MnO2 磁性金属層の層間相互作用により，半定量的ではあるが説明できると結論した．その詳細は，今次世代の抵抗変化メモリ等の機能性材料として有望視されているペロブスカイト型マンガン酸化物の磁気的・電気的性

後の課題である．
また，磁気冷凍材料として有望視されている B2 構造の質は，主に二重交換相互作用と超交換相互作用の競合関係に

Dy 系金属間化合物，特に DyCu, DyAg の磁気構造は，複雑より支配されることは良く知られている．これまでは，これな〈 111〉伝搬ベクトルの tripleq 構造を有している．この磁らの競合関係に基づく電気的・磁気的性質が交差因子のみに気構造は単に交換相互作用では説明ができないことから，他依存するとされてきた．しかしながら，本研究において，数の相互作用の存在が示唆されている．本研究では，この相互多くの系の詳細な磁化と電気抵抗測定を行ない解析した結作用が四極子相互作用であることを，強磁場下で観察される

果，電気的・磁気性質は，交差因子のみならず Mn O Mn

多段階メタ磁性転移の方位依存(図)とその転移磁場を調査

結合角の分散にも強く依存することを明らかにし，MnO6 八

ならびに中性子線回折によりいくつかのメタ磁性構造の同定

面体歪が，それらの性質に極めて重要な役割を担うことを明を行い，明確にしている．このことについて以下に簡単に述

ま て り あ 第57巻 第 5 号(2018)Materia Japanべる．まず，四極子相互作用を含む次式のハミルトニアンをが，おおむね実験を再現しているといえる．この結果から，考えた(26)(28)．

四極子交換相互作用の妥当性が得られたと考えている．また，

H＝∑－2J(ri, j)(Sx(ri)Sx(rj)＋Sy(ri)Sy(rj)＋Sz(ri)Sz(rj))

DyCu の交換相互作用係数は 79 K であり四極子相互作用係数は 45 K と解析され，それらの大きさが同程度であること

i, j＋∑－G(ri, j)(Oyz(ri)Oyz(rj)＋Ozx(ri)Ozx(rj)＋Oxy(ri)Oxy(rj))
i, j＋∑gJ mB m0(Sx(ri)Hx＋Sy(ri)Hy＋Sz(ri)Hz)(4)から，この系では四極子相互作用が大きな役割を担うと結論づけている．その詳細は原著論文を参考していただきたい(26)．

i.

ここで J および G は交換相互作用係数および四極子相互相安定性の電子論的解釈

作用係数であり，Sx, Sy, Sz および Oyz, Ozx, Oxy はスピンベクトルおよび四極子テンソルの各成分， gJ, mB および m0 はランデの g 因子，ボーア磁子および真空透磁率である．

筆者は，2 次転移であれば，基本的には電子論的な解釈で

その起源を明確にできると考えている．したがって， 3 

この式にある交換相互作用係数と四極子相互作用係数に対節で述べたマルテンサイト変態，具体的には， Fe Pd およ

して第 2 近接まで考慮した分子磁場近似を行ない，それら

び Fe3Pt 系で観察される，いわゆる，FCCFCT 変態に関しの係数(2 つの未知数となる)を，磁場下での中性線回折で決ては，応力下で 2 次変態になることから電子論的起源があめたいくつかのメタ磁性構造の 2 つの転移磁場を用いて，るとして述べてきた．すなわち， FCC FCT 変態は， FCC

決定した．次に，主要 3 軸方向のすべてのメタ磁性相を適の G 点に異常有しており(c ′のソフト化)，その起源はバンド

切な仮定を置き構築し，式( 4 )を用いメタ磁性の磁化曲線

ヤーン・テラー効果であることを明らかにしている(20)．しを計算した．得られた DyCu の磁化曲線を図 10 の点線で示かしながら， FCT の全エネルギーは FCC のそれと比べるした．この図から，いずれの方向においても，少しは異なると，わずかではあるが常に大きい(29) ．この結果は，実験事
実と矛盾するが，それは計算上の問題ではなく，むしろFCT の構造に問題があると考えている．すなわち，FCT という格子系がないことから，この構造の原子位置および格子系の決定が必要であると考えており，その解明は将来の問題としている．
また，TiNi 合金あるいは TiNiFe 合金の高温相である母相に生成するナノドメイン構造はこれまで多くの研究者が報告している．この起源に関して筆者らは，フェルミ面のネ
スティングを指摘しており，その q は，ほぼ 1/ 3〈110〉であることを提唱している(30) ．すなわち， Ti Ni 合金の電子構造を第一原理に基づき計算し，これをもとに一般化感受率を計算すると，感受率がピークとなる波数が存在しそれが上で述べた q であることを明らかにした．また，この波数 q は，
電子顕微鏡による回折図形から得られる衛星反射のベクトルと一致していることを明確にしている(図)(31)．さらに，
この一致は，組成を変えた TiNiFe 合金においても同様に得られている．以上のことから，TiNi 系のナノドメイン構
造の起源はネスティングであり，q がネスティングベクトル
であると結論づけている．さらに， Ti50Ni46Fe6 合金において q が温度依存し，約 180 K で 1/3〈 110〉に凍結することを見出し，この相転移が整合不整合転移である可能性を示唆している．また，この温度付近で，フォノンがぼやけ，そのエネルギーが，ほぼゼロの可能性を中性子線非弾性散乱の実験で得ている(32)．以上に述べたナノドメイン構造の生成起源に関しては，他にもいろいろな解釈があり(33) ，その解決は将来の課題と考えている．

.

結

び

本研究成果が，若い研究者の方々の参考になるとすれば大
図10




DyCu の[100], [110], [111]方向の磁化曲線(26)．

変光栄に思います．また，本稿で述べた将来への課題が解決

学

会

賞

図 11

Ti ( 50 x ) Ni xFe 合金における一般化感受率のピーク位置(フェルミ面のネスティングベクトルの大きさに対応)と電子回折図形における散漫散乱位置との関係(31).

することも期待したいと思っております．
本稿を結ぶにあたり，恩師である故宮原将平先生，故藤田英一先生，大嶋隆一郎先生，清水謙一先生，唯木次男先生，
故 Prof. C. M. Wayman，伊達宗行先生，故金森順次郎先生，遠藤将一先生ならびに佐分利敏雄先生に心より厚く御礼
申し上げます．また，研究室の福田隆先生，佐藤和則先生，寺井智行先生，百瀬英毅先生ならびに新日鐵住金共同研
究講座の糟谷正先生，杉山昌章先生および掛下研の卒業

生・学生諸君，さらには，歴代の秘書の方々に心より厚く御礼申し上げます．最後になりましたが，これまでいろいろな議論とお世話をいただきました材料系教室ならびに学会関係の先生および企業の方々に，この場をお借りしまして心より厚く御礼申し上げます．また，本稿を書く機会を与えて下さいました日本金属学会の関係者の方々に心より厚く御礼申し
上げます．

文

献

( 1 ) T. Kakeshita, T. Saburi, K. Kindo and S. Endo: Phase Transitions, 70(1999), 65113.
( 2 ) T. Kakeshita and K. Shimizu: Mater. Trans., JIM, 38(1997),
668681.
( 3 ) T. Fukuda, M. Yuge, Jh. Lee, T. Terai and T. Kakeshita: ISIJ
Int., 46(2006), 12671270.
( 4 ) S. Farjami, M. Yuge, T. Fukuda, T. Terai and T. Kakeshtia:
Mater. Trans., 48(2007), 28212825.
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116.
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掛下知行

1978 年に，北海道大学大学院理学研究科 物理学専攻を修了後， 2000 年に大阪大学教授に就任し， 2011年 に工学研究 科長お よび工学 部長に 就任した 後，2015 年 8 月に離任し，現在に至っている． 2013 年に金属学会会長を，また， 2014 年に 8 大学工学系連合会の会長を務めた．理学博士(1987年)
専門分野材料科学◎温度・応力のみならず強磁場，高圧力の外場を新たに加えることで得られる実験結果に対して多次元的現象理解および電子論的解釈を通して，材料科学の未解決な問題(マルテンサイト変態・ 1 次の磁気転移等)の解明を行っている．

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