2009 年度

低温センター成果報告会プログラム■ 日

程 ： 2010 年 3 月 4 日（木）13：00～17：30■ 会

場 ： アイソトープ総合センター2F 講義室

13：00-13：10

はじめに

福山

13:10-13:30

矢田

工学系研究科電気電子専攻田中研究室（D3）慎介

寛（低温センター・センター長）

Ⅳ族ベース磁性半導体 Mn ドープ Ge 薄膜の構造と磁性の評価
13:30-13:50

秋山了太

工学系研究科電気電子専攻田中研究室（D1）

MnAs 強磁性微粒子を含む半導体へテロ接合 －スピン起電力と巨大磁気抵抗効果
13:50-14:15

西澤

直子

農学部

新機能植物開発学研究室（特任教授）

凍結技法による植物の新しい細胞像；鉄栄養に応答するムギネ酸小胞
14:15-14:40

廣瀬 靖

理学系研究科化学専攻長谷川研究室（助教）

エピタキシャル EuTiO3 薄膜の合成と磁気誘電カップリング
14:40-15:05

荻野

拓

工学系研究科応用化学専攻岸尾研究室（助教）ペロブスカイト酸化物層を持つ鉄系超伝導体群
15:05-15:25

休憩

15:25-15:50

関宗俊

工学系研究科電気電子専攻田畑研究室（助教）

自然超格子構造を用いた機能融合材料の創成
15:50-16:15

大野雅史

工学系研究科原子力国際専攻高橋研究室（助教）

超伝導体を用いた放射線検出器の研究
16:15-16:35

武田啓司

理学系研究科化学専攻大越研究室（特任助教）

マイクロ SQUID 磁束計による微小磁性体の磁化測定
16:35-16:55

中林耕二

理学系研究科化学専攻大越研究室（助教）

共役多座配位子からなる希土類ネットワーク錯体
16:55-17:20

藤井武則

低温センター朝光研究室（助教）

ネルンスト効果を用いた電荷秩序の観測
17:20-17:30

おわりに

朝光

17:45-19:15

懇談会（表彰式）

敦（低温センター准教授）

Ⅳ族ベース磁性半導体 Mn ドープ Ge 薄膜の構造と磁性
東京大学大学院工学系研究科電気系工学専攻

１．はじめに

矢田 慎介，岡崎亮平，田中雅明

理論的にも Ge1-xMnx 薄膜内での Mn の凝集を抑本研究で扱う Mn ドープ Ge (Ge1-xMnx)は，2002

える事が難しいと示される中[4]，クラスタ自体

年に分子線エピタキシー(MBE)法により作製さを評価し，利用する事を目指す動きも現れた[5]．

れた Ge1-xMnx 薄膜で強磁性発現が報告[1]されてGe1-xMnx 薄膜内では Mn は柱状に凝集し，ナノカ

以来，強磁性を有する半導体(強磁性半導体:FS)

ラム構造を形成することが観測され，そういったとして注目を集め，電子デバイスにスピンによる構造で高い強磁性転移温度(TC)が発現した例[6]新たな機能の付加を目指すスピントロニクスへもあり，注目が集まっている．我々の研究室でもの応用を目指して広く研究が行われている．

a-Ge1-xMnx のナノカラムの制御を試み，ナノカラ

FS としては GaMnAs や，InMnAs 等がさかん

ム構造を保ったままカラム内の Mn 濃度を変調に研究されているが，Ge1-xMnx が注目を浴びたのし，薄膜の磁気特性を制御できる事を示した[7]．

は，Ⅳ族半導体 Ge をベースとしていることによ

このように Ge1-xMnx のクラスタ系では様々なる．Si ベース集積エレクトロニクスでスピントロ

興味深い結果が示されているが，その一方で FSニクスを展開していくためには，Si や Ge といっとしての Ge1-xMnx は，材料としての重要性にもかたⅣ族半導体に整合性の高い磁性材料が必要でかわらず，クラスタの形成に阻まれ作製に成功しある． Ge をベースとした Ge1-xMnx はそのニーズた例がない．我々もナノカラムの制御を試みた際に合う材料の 1 つとして期待されている．

に，Ge(100)基板上への Ge1-xMnx の成長において，２．Ge1-xMnx の研究動向

ナノカラム形成が避けられないことを示したが，Ge1-xMnx は Si テクノロジーと整合性の高いⅣ

成長の面方位を変える事で成長カイネティクス

族ベース FS として期待されるが，その微視的構が大きく変化し，Mn の偏析及びナノカラム形成

造や強磁性の起源については，研究が十分に行わを抑止できる可能性はある．本報告では均一なれたとは言えない．すなわちその起源が Ge1-xMnx

Mn 組成を有する Ge1-xMnx 薄膜の作製を目指し，の本質的な性質によるものなのか，それとも単にGe(111)基板上に様々な条件で成長した Ge1-xMnx

Mn が Ge 結晶内で凝集して生じた強磁性化合物

薄膜について行った磁気光学測定(MCD)と透過

クラスタであるのか，について解明されていなか型電子顕微鏡(TEM)による評価の結果を示す．

った．そのため最初の発見の後，強磁性発現の報３．Ge(111)基板への Ge1-xMnx 薄膜の成長

告と共に，磁性の起源を Mn5Ge3，Mn11Ge8 など

低温 MBE 法により Ge(111)基板上に成長時のの化合物クラスタに求める報告も徐々に現れ始

基板温度 TS = 150℃または 180℃，成長速度 RG =めた．2005 年にわれわれのグループは，磁性半30 nm/h で Ge バッファ層を 12 nm 成長し，その導体的な性質を持つアモルファス Mn ドープ Ge

後図 1 にプロットした複数の成長条件(TS = 100 -(a-Ge1-xMnx)クラスタが Ge1-xMnx 薄膜内に形成さ180℃，RG = 30 -150 nm/h)で Ge0.94Mn0.06 薄膜を 24れる事を示し[2, 3]，これらのクラスタの磁性に

nm 成長した．成長後の RHEED 像では欠陥を示

より Ge1-xMnx 薄膜の強磁性の起源を説明した．

す高次のスポットも確認されたがストリークを

保っており，単結晶薄膜のエピタキシャル成長にを有していることがわかる．

成功したことを確認した．

５．透過型電子顕微鏡（TEM）による構造評価

４．磁気円二色性（MCD）による評価

単相強磁性が観測された Ge0.94Mn0.06 薄膜の断また，図 1 は MCD 測定により評価した薄膜の面 TEM 像を図 3 に示す．表面近辺では一部がア磁性相の様子も示している．MCD は左右円偏光

モルファス化しているが，バッファ層より 10 nmの吸収もしくは反射の差により定義され，バンド程度の領域は，転移や結晶欠陥は存在するものののスピン分裂を観測する測定である．MCD 測定

単結晶薄膜が成長できていることがわかる．さらでは，強磁性半導体の場合，ホストの半導体のバにエネルギー分散型蛍光 X 線分析(EDX)での点ンド構造を反映した信号が観測されるが，クラス分析の結果，単結晶の領域の Mn 濃度は 5~7%でタ系ではそれを反映せず，強磁性クラスタのバンあり，ほぼ均一な Ge0.94Mn0.06 結晶が成長できてド構造を反映した信号が観測されるため，強磁性いることがわかった．Ge1-xMnx でこのようにクラ半導体の同定における強力な判断材料となる．

スタがない均一な単結晶の混晶が得られたのは

図 1 において MCD 薄膜の TS が高い，またはRG が低い場合は Mn5Ge3 クラスタの偏析が確認さ初めてである．
６．まとめれ(図 1 の△プロット)，そこから薄膜の TS が下がGe(111)基板上に TS = 130°C，RG = 150 nm/h でる，または RG が上がっていくと，強磁性相と Ge成長した Ge0.94Mn0.06 薄膜は Mn がほぼ均一に分結晶を起源とする非強磁性相が混ざった状態が布し，単相の強磁性相を有する単結晶薄膜である観測された(図 1 の◎プロット)．また TS = 130°C，ことを示した．この薄膜は強磁性半導体である可RG = 150 nm/h(図 1 の●プロット)で成長した能性が高く，今後より詳細な評価が必要である．

Ge0.94Mn0.06 薄膜では，単相の強磁性が確認された．

【謝辞】本研究は科学研究費，科学技術振興調整

図 2 に TS = 130°C，RG = 150 nm/h で成長した

費，次世代 IT から一部援助を受けた．

Ge0.94Mn0.06 薄膜の 10 K における 0.25 T，0.5 T，1【文献】

T の磁場印加時の MCD スペクトルをピーク位置[1] Y. D. Park et al., Science, 295, 651 (2002)

で規格化したものを示す(1 T でのスペクトルの大きさは等倍)．比較のため Ge(111)基板の MCD[2] S. Sugahara et al. JJAP, 44, 1426 (2005)[3] S. Yada et al., APL, 93, 190108 (2008)[4]A.Continenza et al., APL, 89, 202510 (2006)[5] C. Bihler et al., APL, 88, 112506 (2006)等

E1(2.3 eV)に近い位置にピークが確認され，また[6] M. Jamet et al., Nature Mater., 5, 653 (2006)

MCD の磁場依存性から薄膜全体が単一の強磁性[7] S. Yada et al., SSDM2008, C-3-2 (2008)o

Substrate temperature TS ( C)200

Ge0.94Mn0.06/Ge (111)
FM + PMMn 5Ge3 (TC > 250 K)

150

FM + PMMCD (mdeg.) 5 mdeg.

スペクトルも示してある．Ge の遷移の特異点

Ge sub.
0.25 T
1T

Ge0.94Mn 0.06
(single phase FM)

100
30

90
150
Growth rate RG (nm/h)

Ge0.94Mn0.06
10 K
1

0.5 T
2
3
4
Photon energy (eV)

図 1(左): Ge(111)
基板上に成長した Ge0.94Mn0.06 のMBE 成長相図．
図 2(中央) :TS = 130°C，RG =150 nm/h で成長した Ge0.94Mn0.06
薄膜の MCD ス
ペクトル．
図 3(右): 同薄膜の断面 TEM 格子
像．

MnAs 強磁性微粒子を含む半導体へテロ接合－スピン起電力と巨大磁気抵抗効果－
秋山 了太，ファム ナム ハイ，田中 雅明
東京大学 工学系研究科 電気系工学専攻 田中研究室【はじめに】磁束が時間的に変化する場においては電磁誘導が発生し，そこに金属などを置くと誘導起電力が発生することは Faraday の電磁誘導の法則
として古くから知られている．一方で，静磁場においては誘導起電力が発生することはないように，静磁場から電気的エネルギーを取り出す方法は存在しなかった．しかしながら我々は分子線エピタキシー（MBE）によって閃亜鉛鉱型(ZB)MnAs 微粒子を 含 む 磁 気 ト ン ネ ル 接 合 (Magnetic Tunnel
図 1 Al 上部電極を有する ZB 型 MnAs
スピンバッテリーの断面構造図．

Junction；MTJ)を作製し，微粒子の磁気的なエネ
ルギーを電気的なエネルギーとして取り出すことに成功した[1]．これをスピンバッテリーと呼ぶ．
このスピンバッテリーは，クーロンブロッケード(CB)効果と起電力の効果によって 100,000％に及ぶ巨大な磁気抵抗効果をもたらすことが分かっている．今回はその概要と，さらに磁気抵抗比の起電力・トンネル抵抗依存特性を，上部電極を非磁性金

図 2 スピンバッテリーMTJ のバンド構造．

属 Al に替えて行った実験を交えながら紹介する．
【構造】具体的な素子構造は図 1 に示すように，
GaAs のマトリックス中に ZB の MnAs 微粒子を生成させグラニュラーとし，AlAs 障壁を成長し，
GaAs スぺーサーを挟み上部に電極を成長させたものである．従来は上部電極として強磁性金属のMnAs を採用していたが，非磁性体でも起電力が得られる可能性を考慮し，Al を上部電極として採用してその特性をトンネル障壁膜 AlAs の膜厚を変化させながら調べ，スピンバッテリーの回路構造について検証を行った．
【スピン起電力】図 2 のように，キャリアが上部電

図 3 ナノマグネットにおけるトンネル前後のエネルギー状態．外部磁場がない時、|-S>
から|S>へと直接トンネルするが、外部磁場が印加されるとトンネルの終状態は|S-1>,|S-2>,|S-3>…と変化してゆく．縦軸は異方性エネルギー．

極から微粒子へ，微粒子から下部電極へとトンネルする過程において，微粒子とキャリア自身のスピンが反転することで，微粒子からエネルギーを受け取
りながらトンネルする（コトンネリング）ときにその増分のエネルギーが起電力（スピン起電力とよぶ）として観測される．エネルギー状態で考えると図 3 で表され，微粒子のトンネリングの始状態と終状態が外部磁界によってゼーマン分裂し，それらのエネルギー差を起電力として取り出していることを示す．これによると，トンネルの終状
態のエネルギーは外部磁場に応じて離散的な値をとるが，それは図 4 のように色で分けられた複数の起電力チャネルとして現れていることに対応している．また，この起電力は図 5 の I-V 特性
図 4 スピン起電力の磁場依存特性．色付きの破線はそれぞれ図 3 の起電力のチャネルに対応している．

において，10kG 下で電流が 0 のときに 21mV ほ
どの電位差を生じていることからも分かる．
【スピンデバイスとしての可能性】通常，TMRを用いたスピンデバイスにおいては絶縁障壁を挟みこんだ金属電極のスピン偏極率が，その伝導特性を大きく左右しており，ハーフメタルのように如何にスピン偏極率を高めることができるかに焦点を合わせた研究が数多く行われている．しかし，高スピン偏極材料を用いた巨大 MR 比の実
現は現実的には多くの困難を伴っている．それに対して本デバイスは MR 比が本質的に CB 効果と

図 5 I-V 特性から見たスピン起電力．I=0のときに 21mV の起電力が現れていることが分かる．

スピン起電力に依っているため，高 MR 比を実現するためには電極のスピン偏極率は大きな問題とならない．そのため，上部電極が非磁性の Al
でも起電力が得られ，図 6 のように MR 比
40,000％というきわめて大きな値を観測した．これは，新しい観点からの巨大 MR 比の概念を提供するものであり，また，最近のわれわれの研究では，スピンバッテリーの等価回路が図 7 のようになっており，高 MR 比の達成には高い起電力 ε に加え，内部抵抗 RC に対する CB 抵抗 RS が高いこ

図 6 3.5K における磁気抵抗の様子．この素子は 40,000%の巨大な磁気抵抗比を示した．

との両方が必要であることを示している[2]．

References[1]Pham Nam Hai et al., Nature 458, 489-492

図 7 スピンバッテ
リーMTJ の等価回
路．ε は本質的なス
ピン起電力、Rs、Rc
はそれぞれ CB 抵
抗、コトンネリング
抵抗(内部抵抗)を示す．

(2009), and Suppl.Information
http://www.nature.com/nature/journal/v458/n7237/ext
ref/nature07879-s1.pdf[2]Ryota Akiyama et al. “Structure-parameter
dependence of the electromotive force in spin
batteries”, Spin Currents and Spin Caloritronics,
Tohoku Univ. (8-10, Feb, 2010)

凍結技法による植物の新しい細胞像：
鉄栄養に応答するムギネ酸小胞
西澤直子、野副朋子、長坂征治、長澤寬道
大学院農学生命科学研究科
電子顕微鏡観察のための試料作成法のひとつとして凍結技法がある。液体ヘリウム温度に冷却した純銅ブロックに生体試料を圧着し、104K/sec と言う速さで凍結することによって細胞を固定する手法が液体ヘリウム急速凍結法である。
生体を急速に凍結することによって、細胞内のダイナミックな動きを瞬間的に止めて観察することが可能となり、空間分解能も時間分解能も高い優れた細胞像を得ることができる。また、液体窒素温度においても高圧下で凍結すること
によって氷晶の形成速度を抑制し、細胞内の氷晶形成を防ぐ高圧凍結法も用いられている。これらの凍結技法によって得られた植物の新しい像を紹介したい。
鉄は生体内の酸化還元反応系において不可欠な元素であり、生命の維持に必須であるため、植物のみならず全ての生物にとって必須元素となっている。地
殻中の元素として 4 番目に存在量が多いにもかかわらず、鉄は好気的な条件では三価の鉄化合物である Fe(OH)3 などの難溶態となっているために、イオンとして溶け出す量は非常にわずかである。土壌中の難溶性の鉄を吸収して利用するために、イネ、ムギ、トウモロコシなど主要な作物が属するイネ科の植物は、キレート物質であるムギネ酸類を根から分泌して、三価鉄を水に溶けやすいキ
レート化合物「三価鉄・ムギネ酸類」として、土壌溶液中に溶けた「三価鉄・ムギネ酸類」を吸収する。鉄が不足することによって、ムギネ酸類の合成と分泌は、飛躍的に上昇する。私達はムギネ酸類の生合成経路を解明し、それぞれのステップを触媒する全ての酵素の遺伝子を単離してきた。これらの遺伝子はいずれも鉄欠乏によって強くその発現が誘導され、その結果ムギネ酸類の合成と分泌が高まる。
ムギネ酸類の分泌は夜明け後２〜３時間にピークを示した後に停止し、次の日の夜明け後に分泌を始めるという日周変動を示す。生合成されたムギネ酸類が分泌されるまでの間、根の細胞内のどこかに貯えられていると推定された。
そこでオオムギやイネの根を凍結法によって固定し、電子顕微鏡により観察した。その結果、ムギネ酸顆粒と名付けた細胞内小胞が鉄欠乏処理によって増加することが明らかとなった。またこれらの小胞はムギネ酸類が分泌される直前の夜明け前には、根の細胞の表層側に局在することも観察された。ムギネ酸類合成に関与する酵素タンパク質はこの小胞内に存在することも明らかにした。
これによりムギネ酸類生合成は、ムギネ酸顆粒と名付けた細胞内小胞において行われ、分泌直前には表層側に運ばれて夜明けを待つことが示唆された。

図１

鉄欠乏植物の根の表皮細胞におけるムギネ酸顆粒
左側はオオムギ、右側はイネの細胞像

エピタキシャル EuTiO3 薄膜の合成と磁気誘電カップリング
Magnetodielectric effect in EuTiO3 epitaxial thin films
理学系研究科化学専攻 固体化学研究室 畑林邦忠，○廣瀬靖，長谷川哲也
E-mail: hirose@chem.s.u-tokyo.ac.jp【背景】 立方晶ペロブスカイト構造を有する EuTiO3（ETO）は、Eu2+に由来する 4f 軌道の局在スピン(S=7/2)を持ち、無歪みではネール温度 5.5 K の反強磁性体である。ETO の反強磁性秩序は外部磁場によって強磁性秩序に容易に転移するが、その際に数%以上の大きな誘電率増大（磁気誘電効果）を示す[1]ことから注目されている。近年の第一原理計算により、ETO の磁気・誘電物性は格子体積や歪みに非常に敏感なことが予想されているが[2]、実験的には明らかにされていない。そこで我々は、単結晶基板上でのヘテロエピタキシャル成長を利用して人工的に格子定数を変化させた ETO 単結晶薄膜を作製し、格子定数と磁気・誘電物性の関係を探索することを試みた。
【試料作製】 ETO(001)薄膜は格子不整合のない Nb:SrTiO3(001)単結晶基板(a = 3.905Å)上にパルスレーザー
蒸着法にて成長させた。薄膜成長時の基板温度 (Ts)、酸素分圧 (Po2)およびレーザーフルーエンスを微調整することで、面内格子定数 a が一定で面直格子定数 c が異なる（すなわち、格子体積と格子歪みを同時に変化させた）一連の ETO 薄膜を作製することに成功した。
【ETO 薄膜の磁気・誘電物性】 c/a = 1 – 1.021 の薄膜について磁化-温度曲線を測定した。薄膜の面直方向に磁場を印加したところ(H⊥)、全ての薄膜で 4.2 – 5.4 K の間で反強磁性秩序を示すカスプ形状が観測された。一方、薄膜面内方向に磁場を印加したところ(H//)、c 軸長の増大に伴ってカスプ形状は消失した(図 1)。これは、格子体積あるいは格子歪みの増大が反強磁性秩序を不安定化することを明確に示しており、理論計算による予想と定性的に一致する。
これらの薄膜の誘電率-温度曲線を評価したところ、バルク ETO と同様に低温での誘電率 εr の増大と飽和（量子常誘電性）、および磁場印加による εr の増大が観測された。格子定数と磁気誘電効果の関係を詳しく調べるために、磁気誘電効果の磁場依存性(Δεr(H) = (εr(H)- εr(0T))/εr(0T)) を評価した。その結果、c 軸長の増加に伴って磁気誘電効果の大きさ(Δεr(H))が減少することが明らかになった(図 2a)。さらに、磁場印加方向を変えて測定を行ったところ、興味深いことに H⊥条件と H//条件で Δεr(H)は異なる値をとり、その比は全ての薄膜で一定値(~1.2)に飽和した(図 2b)。ETO の磁気誘電効果は Eu2+の最隣接スピン対相関<Si•Sj>に依存しており、スピン-フォノン結合定数 λ を介して TO ソフトフォノンモードの周波数がシフトすることで説明される。以上の結果は λ が 1)格子定数変化に敏感であること、2) Eu2+のスピン対の TO ソフトフォノンモードに対する相対的な方向に依存する項を含むことを示しており、磁気誘電効果のメカニズムについて新たな知見を与えるものである。
[1] T. Katsufuji and H. Takagi, Phys. Rev. B 64, 054415 (2001).
[2] C. F. Fennie et al., Phys. Rev. Lett. 96 (2006) 205505 and R. Ranjan et al., J. Phys.: Cond. Matter 19 (2007) 406217.

(b)

図 1. ETO エピタキシャル薄膜の磁化-温度曲線 (μ0H = 0.01T)

図 2. ETO エピタキシャル薄膜の磁気誘電効果(a)およびその磁場印加方向依存性(b) (T = 2K)

ペロブスカイト型酸化物層を持つ鉄系超伝導体群
東京大工学系研究科 A、JST-TRIP B
荻野拓 A,B, 岸尾光二 A,B, 下山淳一 A,B
近年 LaFeAs(O,F)において 26 K の超伝導転移[1]が報告され、アンチフルオライト型の FeAs 層を有する鉄系超伝導体が銅酸化物に次ぐ新たな高温超伝導体群として注目を集めている。これまでにこの系に属する結晶構造として、REFePnO, AEFeAsF（以下1111 系、RE：希土類金属、AE：アルカリ土類金属、Pn：ニクタイド）・AEFe2As2・AFeAs（A：アルカリ金属）・FeCh（Ch：カルコゲン）などが発見されている。高 Tc 化の指針としては、経験的な面からは結晶構造の二次元性が高いこと及び FeAs4 四面体の対称性が高いことが、理論的な面からは Fe 面からの As 原子の高さ(Pnictogen height)が高いこと[2]が挙げられている。以上の背景のもと本講演では、高 Tc の可能性を秘めた鉄系超伝導体の新物質群として、鉄ニクタイド層間へのペロブスカイト酸化物層の導入を試みた我々の研究経過を報告する。
アンチフルオライト型構造の砒化物・硫化物層とペロブスカイト型酸化物層の積層構
造を持つ一連の系は、マンガン砒化物・銅硫化物などで多くの物質が報告されており、
図 1 のようにペロブスカイト酸化物層が様々な構造を取りうること、ペロブスカイト層の B
サイト金属として Mn・Sc・Cu など複数の金属元素が入りうること[3]が知られている。我々は過去の本系における物質探索の経験から、この系の相生成においては構成元素のイ
オン半径・安定価数・カチオン・アニオンの選択性などが重要であることを見出しており、これらの条件を満たす元素の組み合わせを用いて新物質を探索した。その結果、新超伝導体群として(M2Pn2)(Sr4M’2O6)を見出し、M = Fe,Ni、M’ = Sc,Cr,(MgTi)等の新物質を発見した[4]。これらペロブスカイト層を有する Fe ニクタイドの新物質は、厚いブロック層を反映して c 軸長は 15 ~ 16Å 程度と 1111 系の 2 倍近い値で、非常に二次元性の強い結晶構造を有している。また図 2 のようにペロブスカイト層を有する系は、ニクタイド層のPn-Fe-Pn 角が小さく、同時に
Pnictogen height が高いこと Cu2 S2が分かった。この理由としては、ニクタイド層の最近接原 Sr-M-O
子が RE より電気陰性度の低い AE であること、構造的にアニオン間の反発が弱いことが(Cu 2S2)(Sr2MO2)
I4/mmm挙げられる。
M = Mn, Co, Zn(Cu2S 2)(Sr3M2O5)
Ni, Cu
これら新物質のうちc
I4/mmm(Cu 2S2)(Sr4M2O6)b
M= Fe, Sc
(Fe2P2)(Sr4Sc2O6)は LaFePO
P4/nmmなどと同様に、意図的なドーaM = Sc, Cr, Mn, Fe, Ga, In

図1 ペロブスカイト酸化物層を有する銅硫化物

ピングを行わなくともバルクの超伝導を発現した。超伝導転移温度は 17 ~ 19 K と、FeP層を有する物質としては最も高い値であり、LaFePO の Tc が 4 ~ 9 K と報告されているのと比較すると 2 倍以上の値となった。またこの物質の砒素置換体である(Fe2As2)(Sr4Sc2O6)
及び Sc サイトを置換した(Fe2As2)(Sr4Cr2O6)を発見した。ただし、これらの物質は今のとこ
ろ信頼性のある超伝導化の報告はない。また、ペロブスカイト層の B サイトカチオンがMg2+と Ti4+が 1:1 で占めるダブルペロブスカイト層を有する(Fe2As2)(Sr4(Mg,Ti)2O6)を発見した。この物質は常圧下で 40 K 弱の Tc を示し、更に高圧下では 43 K まで上昇する。
また中国のグループにより報告された(Fe2As2)(Sr4V2O6)が高圧下で Tc が 46 K まで上昇することも明らかにした。この Tc は鉄系超伝導体としては REFeAsO 系に次ぐものである。
ただし(Fe2As2)(Sr4V2O6)は仕込み上は定比で、(Fe2As2)(Sr4(Mg,Ti)2O6)は Ti 過剰組成
で超伝導を発現しており、超伝導化のガイドラインははっきりしていない。なお、これらのNi 置換体である(Ni2Pn2)(AE4Sc2O6)も 2~3 K で超伝導を示し、特に(Ni2As2)(Ba4Sc2O6)
は Tc ~ 4 K と、NiAs 層を持つ超伝導体では最も高い Tc を示した。
このようにペロブスカイト酸化物層を有する金属ニクタイドは、結晶構造の二次元性が高く、局所構造の制御範囲が広いなど、構造的な面での鉄系超伝導体の高 Tc 化の指Pnictogen height / Å

針を満たしており、実際に(Fe2P2)(Sr4Sc2O6)・(Fe2As2)(Sr4V2O6)などが比較的高い Tc を有している。ただし超伝導を発現する化学組成のガイドラインははっきりしておらず、磁気秩序が見られないなど従来の鉄系超伝導体とは異なる点も多い。しかしながらブロック層に 3d 遷移金属が導入可能でブロック層自体の物性も制御できること、多元系で新物質開発やキャリアドープの手段が多岐に渡ることなどから、本系において更なる新物質を探索すること、画期的なキャ
V426
Cr426
FeAs-perovskite
1.4
Tb
リアドープ手法を確立するこ
MgTi426
SrFeAsF
Sc426
REFeAsOとによって、従来の鉄系超伝
Sc325
BaFe2As2 Nd Ce
La
1.3
導体を超える高い Tc が実現
Sc426(AE = Ba)
できると考えている。

[1] Y. Kamihara et al., J. Am. Chem. Soc.
130 (2008) 3296.
[2] C.H. Lee et al., J. Phys. Soc. Jpn. 77(2008) 083704, K. Kuroki et al., Phys.
Rev. B 79 (2009) 224511 等[3] W.J. Zhu and P.H. Hor, J. Solid State
Chem. 130 (1997) 319, K. Otzschi et al.,J. low Temp. Physics, 117 (1999) 729 等[4] H. Ogino et al.,: Supercond. Sci.

図2

Sm Pr
REFePO

120
REFePO
Sm Pr

115

110

3.8

Technol. 22 (2009) 075008., S. Satoet al., arXiv: 0909.2945 等

Pn-Fe-Pn angle / deg.

参考文献

1.2

Sc426(Pn = P)
La
La

Sc426(Pn = P)
Sc426(AE = Ba)

La
Ce
Sc325
Nd
BaFe2As2
Sr
Sc426
REFeAsO
FeAs-perovskite
Tb
MgTi426
Ca8
AEFeAsF
V426
Cr426

3.9

4
a/Å

4.1

様々なFeニクタイドのPnictogen height及びPn-Fe-Pn角とa軸長（ (Fe2As2)(Sr4M2O6)等をM426などと略）自然超格子構造を用いた機能融合材料の創成
Fabrication of Multi-Functional Materials with Natural Superlattice Structures
工学系研究科関宗俊，岩本

電気系工学専攻/バイオエンジニアリング専攻

藤行, 小埜

洋輔, 松井裕章, 横田紘子, 田畑仁

Munetoshi Seki, Fujiyuki Iwamoto, Yousuke Ono, Hiroaki Matsui, Hiroko Yokota, Hitoshi Tabata
E-mail: m-seki@ee.t.u-tokyo.ac.jp

遷移金属酸化物は電子スピンが強く相互作用する強相関電子系であり、高温超伝導や室温強磁性あるいは巨大磁気抵抗などの多彩な物性が発現する。われわれは、異なる複数の副格子からなる自然超格子構造を用いて、一つの材料の中で光・磁気・電子物性が融合した新しい機能性酸化物材料の創出を目指し研究を行っている[1-3]。今年度は特に、二次元三角格子・層状酸化物
RFeO3・(FeO)n (n: 整数)を対象として実験を行い、スピン秩序と電気双極子秩序の同時発現を目指した。
n = 1 の場合の RFe2O4(R:希土類元素など)は菱面体晶系(空間群 R3m)に属する層状酸化物でありFe イオン混合原子価状態（RFe2+Fe3+O4）をとるフェリ磁性体（ネール温度~250K）である。Fe イ
オンは三角格子２層を単位とする積層構造を持ち、また電荷の配置に関してフラストレーションを実現するため、およそ 300K 以下の温度領域において Fe2+と Fe3+の超格子構造が出現する。これによって FeOx 二層間で電気双極子が生じるため、高温マルチフェロイック特性の発現が期待されている。このため、近年盛んに研究が進められているが、その殆どがバルク状態の試料を対象とするものであった。電子構造や結晶構造と磁気的・誘電的性質の相関の解明、あるいは電子デバ
イスへの応用のためには、単結晶薄膜の作製が必要である。我々は、パルスレーザー堆積法（PLD法）を用いて、InFe2O4 エピタキシャル薄膜の作製に初めて成功した(Fig. 1) [4]。この物質系では
Fe イオンは 2+および 3+の混合価数状態をとるため、還元雰囲気中で結晶成長させる必要がある
が、高温・低酸素圧力下では In の蒸発が激しく Fe3O4 等の不純物相が析出しやすい。そこで基板

30

IFO(0012)

20

ZnO (002)

IFO(009)104

IFO(006)

Intensity (cps)105

IFO(003)

温度、雰囲気ガス圧力およびターゲット組成を最適化することにより、化学量論組成を持つ高品

103
102
101

10

40

2theta (degree)
Fig. 1. InFe2O4/ZnO 薄膜の X 線回折
パターン

50nm

Fig. 2. InFe2O4 薄膜/ZnO 基板界面の断面 TEM 像と InFe2O4 の結晶構造

質な結晶薄膜を得た。InFe2O4 はフェリ磁性を示し、as-depo.の薄膜においては、その転移温度は約 250K となった。その磁気相関は 2 次元三角格子面内の Fe イオン間の超交換相互作用により支配されるため、酸素欠損や格子歪み、化学ドーピングの導入による格子定数の変調により、転移温度が変化すると考えられる。そこで、製膜後のポストアニールによって酸素欠損量を低減し、Fe イオン間距離を小さくすることによって磁気相関を増大させ、RFe2O4 系では最高となる 280Kの磁気転移温度を実現した。電気伝導特性については、半導体的な挙動を示し、特に電荷整列温度以上の高温領域で 2 次元バリアブルレンジホッピングが支配的になることが分かった（Fig.3）。
したがって、キャリアの伝導経路は同一原子層内（2 次元三角格子面内）に制限されていると考えられる。In 層では、In の 5s 軌道の重なり、Fe 層では Fe2+-Fe3+間の 3d 電子のホッピン

7

グが伝導機構として考えられるが、In サイ

ln R

トを Yb で置換した場合には電気伝導度に変化がないのに対して、Fe2+を Zn2+で置換

6

した場合は、キャリア数が大幅に減少するという実験事実から、三角格子面内の Fe3d5電子がキャリアとなっていることが示唆された。メスバウアー分光により、約 220K

0.2

0.3

0.4

T-1/3 (K-1/3)
Fig. 3. InFe2O4 薄膜の電気抵抗の温度依存性

で電荷整列が起こることが確認された。
その他、本発表においては、自然超格子構造であるスピネル型結晶構造を有する酸
化物薄膜の磁気特性とその室温光制御についても紹介する。

謝辞
本研究を進める上で、低温センターの朝光先生、藤井先生をはじめ、スタッフの皆様に多大なるご協力を賜りました。また、実験では低温センターの共同利用装置(MPMS、PPMS)および N303
号室の低温プローバー装置（電気系グローバル COE 共通装置）を使用させていただきました。こ
こに記して心より感謝の意を表します。
参考文献[1] “High-temperature cluster glass state and photomagnetism in Zn- and Ti-substituted NiFe2O4 films “ M.
Seki et al., J. Appl. Phys. 97 083541 (2005)[2] “Room-temperature-photoinduced magnetism and spin-electronic functions of spinel ferrite with aspin-cluster structure” Kanki et al., Appl. Phys. Lett. 92 182505 (2008)[3] “Photoemission and x-ray absorption studies of valence states in (Ni,Zn,Fe,Ti)3O4 thin films exhibiting
photoinduced magnetization” K. Kobayashi et al., Phys. Rev B 92 082502 (2009)[4] “Growth of epitaxial TmFeO4 thin films by pulsed laser deposition” M. Seki et al., J. Cryst. Growth. inpress[5] “Fabrication of Aligned Magnetic Nanoparticles Using Tobamoviruses” M. Kobayashi et al., Nano Lett.,
in press超伝導体を用いた放射線検出器の研究
大野 雅史
東京大学大学院工学系研究科原子力国際専攻高橋研究室、(独)科学技術振興機構さきがけ
放射線計測技術におけるエネルギー分解能と検出効率の向上は、放射光応用あるいは X 線天体観測等、急速に進展しつつある先端科学領域において新たな分野を切り開く可能性を秘めている。本研究では、特にＸ線、ガンマ線計測におけるエネルギー分解能と検出効率の飛躍的な向上を図るべく、既存放射線検出器とは全く異なる革新的な検出原理を有する超伝導転移端マイク
ロカロリメータ(TES:Transition Edge Sensor)の開発を進めてきた。極低温に冷却し比熱を極小化した物質に放射線を吸収させ、生じる比較的大きな温度上昇を電気信号に変換して放射線のエネルギーを測定するのが極低温カロリメータの検出原理である(図 1 参照)。とりわけ、超伝導-常伝導転移領域における急峻な温度抵抗変化を温度センサに用いた TES
マイクロカロリメータは、既存半導体検出器に比べ桁違いの優れたエネルギー分解能を実現しうる次世代の X 線、γ 線リアルタイムスペクトロメータとして期待されている。本学原子力国際専攻高橋研究室ではこれまでに超伝導イリジウム薄膜を用いた TES の開発
研究を行い、単ピクセルで 5.9keV の X 線に対し既存

図 1：TES 動作原理の概略

半導体放射線検出器より 20 倍以上優れた値に相当する 6.9eV のエネルギー分解能を達成した。
そしてイリジウムピクセル 10 個からなる 1 次元アレイ検出器を開発し、全ピクセルに並列バイアスを適用して各ピクセルからの信号を合わせて 1 つの SQUID アレイを用いた回路で合理的に読み出すことにより、13eV の高エネルギー分解能と全イベントの入射ピクセル位置特定にも成功している。これは各ピクセルからの出力信号波形を位置に応じて変化させ、得られた信号波形からその位置を求めようという独創的な発想に基づいたものであり、これまで TES アレイ読み出しに有力とされながら原理的に行き詰まりつつある SQUID マルチプレクスの限界を打開し、大規模 TES ア
レイイメージングを可能にする画期的手法として注目を浴びている。
現在我々は、以下に示すようなアプローチでさらなる TES の検出特性向上を目指している。
(1) TES の優れた分光特性と高速応答を犠牲にせず、放射線吸収効率と有感面積の増大を図ることを目指して、TES 放射線検出部を常伝導体吸収部と超伝導薄膜温度センサに分離し、これらを電気的に直列接続して吸収体部もジュール発熱させることで、自己温度安定機能の一部を吸収体部に担わせる新規素子構造の提案、実証を進める。さらに温度センサ部の形
状を変えて意図的に検出波形を制御し、並列ピクセルバイアスに適用した大規模 TES アレイを提案、実証することで、高エネルギー分解能 X 線イメージング TES の実現を目指す。
(2)開発した TES 検出素子、および信号検出システムを含む極低温冷凍機システムを SPring-8

1

や KEK-PF に持ち込み、大強度放射光から生み出される単色 X 線マイクロビームを用いて作成検出素子を走査して有感面における詳細な応答分布を精査する。これにより TES の複雑な電気的熱的動特性を明らかにし、現在のエネルギー分解能を制限する根本要因をつきつめると同時に、さらなる分光特性向上、応答速度高速化、ピクセル大規模アレイ化等を図るための基礎研究を進める。
(3)高エネルギーＸ線およびガンマ線の高エネルギー分解能スペクトロスコピー

図 2：SPring-8 放射光を利用したステンレス
試料に対する TES 蛍光Ｘ線分析スペクトル(半導体検出器との比較)を目指して、Ｘ線やガンマ線の吸収効率を高めるための大型放射線吸収体とイリジウム超伝導転移端センサを組み合わせた検出器を開発する。
以上のようなアプローチにもとづき研究開発を進めることで、本研究は、放射光を用いた蛍光Ｘ
線元素分析(図 2 参照)、化学結合状態分析、XAFS 等の最先端Ｘ線計測分析はもとより、原子力分野における核燃料サイクル、廃棄物等の検査、測定に適用可能な高エネルギーＸ線およびガン
マ線検出応用も視野に入れ、TES マイクロカロリメータ検出技術を次世代の基盤放射線検出技術として確立することを目標とする。

2

マイクロ SQUID 磁束計による微小磁性体の磁化測定
武田啓司【緒言】 マイクロ SQUID（超伝導量子干渉素子）磁束計はマイクロ～サブマイクロサイズの微小磁性体の単独測定を可能にする非常に高感度な磁束計である。1990 年代に W. Wernsdorfer らに
よって低温超伝導体マイクロ SQUID 磁束計が開発され、20 kOe までの磁場下で 6 K 以下の温度領域において、104 μB というスピン感度での磁化測定を可能にした。最近、我々のグループは高温超伝導体マイクロ SQUID 磁束計を開発し、8 kOe までの磁場下で 4.2 K - 70 K までの温度領域において、108μB のスピン感度での磁化測定に成功している。マイクロ SQUID 磁束計の抱える一つの問題として、
SQUID ループで検出した磁束量が試料磁化に変換できないという点が挙げられる。各種相転移を示す
微小磁性体で磁性の定量的評価を可能にすることは意義深い。今回我々は、高温超伝導体マイクロ
SQUID 磁束計を用いて TC = 11 K の分子性強磁性体 RbMn[Fe(CN)6] [1]のマイクロ結晶を測定し、実験データとダイポール近似計算とを組み合わせることで、高確度で試料磁化の絶対量を決定する試みを行ったので報告する。
【実験】 図 1 のようにホールサイズ 5 × 10 μm2 の SQUID に結晶（3.5 × 4.0 × 3.0 μm3）をマイク
ロマニピュレータを用いて直にマウントした。SQUID 面に平行な様々な角度θの磁場を掃引する
ことで、SQUID による検出磁束量の磁場依存性を観測した。
【結果】 図 2 は転移温度以下の 7 K で、θ = 0º の方向（結晶の a 軸、あるいは b 軸に相当）について±1300 Oe の磁場を掃引して得られた測定データである。保磁力は 280 Oe で、参照として同じ温度・磁場範囲で多結晶試料を用いて市販の磁化率測定装置 MPMS で測定したもの（図 2 挿入
図）とほぼ同じの妥当な形状のヒステリシス曲線が得られた。次に試料の磁化と SQUID による検出磁束量との関係を計算により求めた。ここでは試料と SQUID との距離が小さいことから点ダイ
ポールによる近似を適用できない。そこで試料および SQUID 検出面をメッシュ分割し、試料の各体積要素の磁化が SQUID の各面積要素に作るダイポール磁場を計算した。この計算結果と様々な角度における検出磁束量の磁場依存性の結果とを組み合わせることで、1300 Oe における試料磁束1.55 μB/mol を得た。これは MPMS の磁化値 1.56 μB/mol と比較しても非常に正確な値であった。
[1] H. Tokoro, S. Ohkoshi, T. Matsuda, K. Hashimoto, Inorg. Chem. 43, 5231 (2004).
[2] K. Takeda, H. Tokoro, A. Yamaguchi, S. Ohkoshi, Supercond. Sci. Technol., in press.
15

45º
90º

5
0
Magnetization (μB)

θ = 0ºMagnetic Flux (Φ0)

10

-5

-10

5 μm

-15
-1000

-500

0

2
1
0
-1
-2
-1000-500 0 500 1000
Magnetic Field (Oe)

500

1000

Magnetic Field (Oe)
図 1

RbMn[Fe(CN)6]結晶と SQUID ループの配置。

図2

RbMn[Fe(CN)6]マイクロ結晶について、7 K でθ = 0º 方向に磁場を掃引して得られた SQUID による検出磁束量の磁場依存性。挿入図は市販装置による粉末試料の磁化曲線。

共役多座配位子からなる希土類ネットワーク錯体
大越研（理学系研究科化学専攻）中林耕二【緒言】当研究室ではすでに、ランタノイドイオンおよび遷移金属イオンを含む異種金属シアノ架橋型強磁性錯体 SmxIIITb1−xIII[CrIII(CN)6]·4H2O, SmIII(H2O)5[WV(CN)8]やSmIII0.52GdIII0.48[CrIII(CN)6]∙4H2O を報告している[1,2,3]。一方、これまでにランタノイ
ドイオンのみを含む錯体では強磁性は観測されていない。本研究では、共役多座配位子である 1,2,4,5-tetrahydroxybenzene (THB)を用い、これとホルミウムイオンとを錯形成させることにより新規ランタノイド錯体化合物を合成し、その磁気特性を調べた。
【実験】アルゴン雰囲気下において、THB と HoIII(NO3)3 の混合溶液をゆっくりと塩
基性条件にすることにより、目的のホルミウム錯体単結晶を得た。同定は、ICP-MS,
CHN 元素分析および単結晶 X 線構造解析により行った。磁気特性は SQUID により行った。
【結果と考察】得られた錯体の組成は、Na5[HoIII(THB4-)2] ·7H2O であることが元素分
析より明らかになった。単結晶 X 線構造解析より、各ランタノイドイオンには 4 つの THB が二座配位子として配位し、それらが三次元的に連なった構造をとっていることが明らかになった（図１）。外部磁場 10 Oe における FCM 測定より、Tc = 11 K において強磁性転移が観測された。また、2 K における M-H 測定の結果から、磁気ヒステリシスが観測され、その保磁力(Hc)は 170 Oe であることがわかった。 このホルミウム錯体において磁気秩序が生じた原因は、ドナー性の強い(E1/2 = 0.79 V vs.
Ag/Ag+)配位子の pπ軌道からホルミウムイオンの 5d 軌道への電子供与が起こり、4f-5d
間のカップリング、それに付随した 4f-5d- pπ-5d-4f 間のカップリングが有効に働いたことによるものと考えている[4]。

Ho

b
c
a
図 1. Na5[Ho(THB4-)2] ·7H2O の結晶構造

図 2. Na5[Ho(THB4-)2] ·7H2O の FCM 曲線[1] T. Hozumi, K. Hashimoto, S. Ohkoshi, Phys. Rev. B, 2006, 73, 092409.
[2] T. Hozumi, S. Ohkoshi, H. Seino, Y. Mizobe, K. Hashimoto, J. Phys. Chem. B, 2003, 107, 11571.
[3] S. Ohkoshi, T. Hozumi, K. Hashimoto, Phys. Rev. B, 2001, 64,132404.
[4] K. Nakabayashi, S. Ohkoshi, Inorg. Chem., 2009, 48, 8647.

ネルンスト効果を用いた電荷秩序の観測
低温センター

藤井武則

銅酸化物高温超伝導体は、母物質である反強磁性絶縁体にキャリアをドープすることによって超伝導を示すが、キャリアドープとともに超伝導転移温度 Tc が上昇するドープ領域を不 足
ドープ領域と言い、Tc が減少するドープ領域をオーバードープ領域という(図 1)。この不足ドープ領域では、特徴的な温度 T*以下で擬ギャップと呼ばれる状態密度の減少が観測さ れ 、 超伝導の発現機構の解明と絡めて現在も活発に議論されている。この擬ギャップの起源につい ては、超伝導由来の電子対形成(超伝導の芽)であると考えるものと、超伝導と競合する何ら か の電荷秩序によるものであると考える 2 つの立場がある。それぞれの立場によって、超伝導の 発現機構の解釈が異なり、前者(図 1a)では、擬ギャップ温度 T*以下では、超伝導ギャップは 開
いているが超伝導波動関数の位相が揃っていないために超伝導にならないというシナリオが考えられている。一方、後者(図 1b)では、競合する秩序が交わる点(Quantum Critical Point)の近傍で超伝導が起こるというシナリオが考えられる。そこで、この擬ギャップの起源を突 き止める事は、超伝導発現機構の解明にきわめて重要である。
銅 酸 化物高 温 超 伝導体 の ネ ルンス ト 効 果は、 Tc よ りは る か に高温 か ら ネルン ス ト 電 圧 が 増大することが報告されている[1]。これは vortex が流れることによって起きると解釈されており、すなわち Tc 以上において超伝導由来の電子対が形成されることを意味する。一方、電 荷
秩 序 (CDW)に よ っ て も 大 き な ネ ル ン ス ト 効 果 が 発 現 す る と い う 報 告 も あ り [2]、 そ の 場 合 、 競
合 す る 秩 序状 態 が 交 わる 量 子 臨 界点 付 近 で 超伝 導 が 起 きて い る と いう シ ナ リ オも 考 え ら れる 。
本研究では、電荷密度波(CDW)や 電荷の自己組織化などの電荷秩序を、ネルンスト効果を用 いて観測する方法を確立し、高温超伝導体のネルンスト効果の起源を明らかにするとともに、超伝導の発現機構の解明を目的としている。
今回我々は、Nd をドープした La 1.85-y Nd y Sr 0.15 CuO 4 を 用い電荷(ストライプ)秩序とネルン
スト効果の関係について調べた[3]。この物質は Nd ドープとともに電荷秩序が安定化し Tc が減少することが報告されている[4]。そこで、Nd ドープ(電荷秩序の安定化)とともにネルンス
ト電圧が大きくなれば電荷秩序によってネルンスト効果が発現していると考えられる。

ネルンスト効果とは、熱流と磁場に
垂 直 な 方 向 の 電 圧 の こ と で あ る (ホ ール効果の電流を熱流に変えたもの)。実験は、自作のプローブとセンター共同
利 用 設 備 で あ る PPMS を 用 い て 行 った。図 2 に実験のセットアップを示す。
2 つの銅板の間にサンプルを張り付け、片方の銅板をヒーターで温め、サンプ

ルに温度勾配をつける。磁場を紙面垂直方向にかけ、熱流に垂直な方向の電圧を測定する。その時の温度差は、両方の銅板に取り付けた Cernox 温度計で読み取る。
図 3(a)に ネ ル ン ス ト 電 圧 の 温 度 依 存 性 を 示 す 。 超伝 導 揺 ら ぎの 起 き る 温度 (ネ ル ン ス ト 電 圧 が磁 場 依 存
性を示す温度で定義する。)T B 以 下において Nd をドープするとネルンスト電圧が劇的に減少している。
これは、電荷秩序が超伝導を壊すためだと考えられる。また、T B は Nd の ドープによって変化せず約 50K
で あ る 。 図 3(b) に 電 荷 秩 序 が 起 き る 温 度 T ch ～70K(y=0.4)付近 のネルンス ト係数を示 す。 (バッ クグ
6ネルンスト係数が増大している。また、ネルンスト5係数が増加し始める温度 T onset は Tc が大きく減少す4ey (9T)(μV/K)

ラウンドは引いてある)y=0.4 の 70K 付近で明らかにるにもかかわらず、変化しない。
以上の結果をまとめると 3 つの特徴的な温度が定義できる。高温から順に T onset は電荷秩序の揺らぎがで

(a)
y=0
y=0.2
y=0.4

3

TB

2
1

き始める温度で Nd のドープ量に依存しない。T ch は0

電荷秩序の起きる温度でここでネルンスト係数が増-1大する。T B は超伝導揺らぎの発達する温度で、これ

0

10

20

30

40

ま た 、 高 温 超 伝 導 体 は 本 質 的 (自 発 的 )に 不 均 一 で あり、揺らぎのでき始める温度(T B or T onset )は同じでも

y=0
y=0.2
y=0.4

0.08

ν - νnormal (μV/KT)

が起きている図 1(b)のような相図が示唆される。

70

0.1

これらの実験結果から、室温より遥かに高温から見だと考えられ、電荷秩序の相境界付近(QCP)で超伝導

60

T (K)

も Nd のドープによって変化しない。

られるネルンスト電圧の増大は電荷秩序によるもの

50

それらがつながる温度(臨界温度 Tc or T ch )が異なるのだと考えられる。
[1] Z. A. Xu et al., Nature, 406 (2000) 486.
[2] R. Bel et al., Phys. Rev. Lett., 91 (2003)
066602: Olivier Cyr-Choini`ere et al., Nature, 458(2009) 743.
[3] T. Fujii et al., cond-nat0912.0095.
[4] N. Ichikawa et al., Phys. Rev. Lett., 85 (2000) 1738.

0.06

Tch

0.04

Tonset

0.02

(b)
0
0

20

40

60

80 100 120 140 160

T (K)

図3 ネルンスト電圧の温度依存性