酸化物・窒化物半導体における点欠陥の電子構造と機能―第一原理計算による新しい理解―
大場史康

SrTiO3 の薄膜から，バンドギャップ 3.3 eV に比べて小さな.

は じめにエネルギーに対応する緑色(2.4 eV)あるいは青色の発光(2.9eV)が観測される(7)ことや，還元や Sr/Ti 比の調整がなされ酸化物や窒化物等の化合物半導体では，複数のサイトにおたドーパント無添加 SrTiO3 薄膜において強誘電性が発現すける空孔や格子間原子，アンチサイト原子といった多様な欠る(8)(9)ことなど，興味深い特性が報告されている．これらの陥種が存在する．さらに，各欠陥がフェルミレベルに応じて特性は，バンドギャップ内の深い準位や局所的な分極を有す様々な荷電状態やスピン状態をとることで多彩な欠陥由来のる点欠陥に由来すると考えられているが，その詳細は不明で電子状態が生じ，興味深い電気的，光学的，磁気的機能をもある．SrTiO3 の還元に伴う欠陥としては，O 空孔や O 空孔たらしている．酸化物・窒化物半導体中の点欠陥は，その重のクラスター(10)(11) ， O 空孔と Sr 空孔の複合体(12)等が考え要性から数多くの研究の対象となってきた．しかしながら，られてきた．一方で，著者らは第一原理計算の結果に基づい点欠陥の実験による直接的な検出や評価は容易でなく，多くて，Sr サイトから大きく変位した Ti オフセンター・アンチの系において点欠陥の原子・電子レベルでの理解は十分になサイト欠陥が， SrTiO3 の電気的・光学的特性において重要されていない．

な役割を果たすことを提案している(1)．

点欠陥の原子・電子構造の理解には，計算科学的アプロー

SrTiO3 はバンド絶縁体であるが，点欠陥の形成に伴っチも有効である．とくに第一原理計算を用いた研究が近年盛て，伝導帯下端付近の主成分である Ti 3d に由来した局在んに行われており，有益な知見を与えている．本稿では，電子状態が生じる可能性がある．後述のように， Ti オフセ

SrTiO3, BaTiO3 等のペロブスカイト酸化物および ZnO におンター・アンチサイト欠陥と O 空孔は，実際に Ti 3d 由来

ける固有点欠陥の原子・電子構造や点欠陥由来の電気的・光の局在電子状態をバンドギャップ内に形成する．このような学的機能，六方晶 BN へのキャリアドーピングに関する著者

電子状態は，密度汎関数理論への近似として通常用いられるらの最近の研究(1)(5)を紹介する．

局所密度近似(LDA)や一般化勾配近似(GGA )では十分に取り扱えない．そこで，本研究では GGA(PBE)＋U 法(13)(15).

ペロブスカイト酸化物における点欠陥の特異な原子・電子構造( U ＝ 5.0 eV, J ＝ 0.64 eV )により Ti 3d 状態のオンサイト・クーロン相互作用を補正した．計算は，平面波基底 PAW法(16) ( VASP コード(17)(18) )により行った．また，希薄な点SrTiO3 は代表的なペロブスカイト酸化物であり，近年そ欠陥の電子状態を精確に予測するため，静電ポテンシャルののヘテロ界面や超格子における 2 次元輸送特性が活発に研アラインメントやバンド占有率およびバンドギャップの補正究されている(6) ．一方で，還元や Ar＋ イオン照射されたを適用した(1)．

京都大学准教授大学院工学研究科材料工学専攻(〒6068501 京都市左京区吉田本町)
Electronic Structure and Functions of Point Defects in Oxide and Nitride Semiconductors: Renewed Understanding from FirstPrinciples
Calculations; Fumiyasu Oba (Department of Materials Science and Engineering, Kyoto University, Kyoto)
Keywords: ZnO, SrTiO3, BaTiO3, BN, semiconductor, first principles calculation, point defect
2013年 2 月 3 日受理[doi:10.2320/materia.52.350]

最近の研究

図1

SrTiO3 中の 2 種類の Ti オフセンター・アンチサ
イト欠陥近傍の緩和構造．いずれも中性の欠陥の場合であり，ペロブスカイト構造における A サイト( Sr サイト)を中央に示す．アンチサイト欠陥として Sr サイトに導入された Ti は，[100]方向または[110]方向へ大きく変位した特異な構造を有する．

図に， GGA ＋ U 法により得られた SrTiO3 中の Ti オフセンター・アンチサイト欠陥の局所原子構造を示す．アンチサイト欠陥として Sr を Ti で置換すると，イオン半径の大きな差により Ti は〈100〉あるいは〈110〉方向に自発的に大きく変位する．これらの 2 種類の構造は，中性から 2＋までの各荷電状態において，ほぼ等しい形成エネルギーを持つ．また，その値は，還元雰囲気において SrTiO3 の支配的な欠陥種と考えられている O 空孔の形成エネルギーと同程度の低い値になる．このような Ti オフセンター・アンチサイト欠陥は，バンドギャップ中に深いドナー型のレベルを形成する．これは，図に示す中性の Ti オフセンター・アンチサ
イト欠陥の一電子状態に見られるように， Sr 位置近傍を占有した Ti の 3d 状態が，バンドギャップ中にスピン分極した局在電子状態を形成することに起因する．このような深いドナーレベルは，上述の可視発光や，強誘電性を有する試料に見られる欠陥由来の吸収(12)を説明できるものである．
また，この Ti オフセンター・アンチサイト欠陥は，様々

図2

SrTiO3 中の 2 種類の Ti オフセンター・アンチサ
イト欠陥の一電子状態．左には，[100]変位および[ 110 ]変位の中性アンチサイト欠陥を含む 135
原子スーパーセルについて，マジョリティ・スピンのバンド構造を示す．価電子帯上端を 0 eV としている．右には，矢印で示したアンチサイト欠陥由来のバンドギャップ内の電子状態の空間分布(等電荷密度面)を示す．

な〈 100 〉および〈 110 〉変位の構造間を小さな活性化エネルギー(約 0.2 eV )で移り変わることが予測された．これは， Tiて，低温での正方晶相に見られるような TiO6 八面体の回転が Sr サイトから大きく変位することにより形成された双極が生じることがわかった(2) ．中性および荷電状態 1 ＋の O子の向きが容易に変化することを意味する． SrTiO3 におい

空孔では， TiO6 八面体の回転に伴って空孔由来の電子の 1て，Sr サイトから変位した Ca ドーパントが分極をもたらすつが 局在す る．中性 の O 空 孔は 2 つ の過剰電 子を有す ることが報告されている(19)．Ti オフセンター・アンチサイトが，そのうち一つは局在したやや深いドナー状態となり，も欠陥は，このようなオフセンターの Ca ドーパントに類似しう一つは非常に浅いドナー状態となる．これは， SrTiO3 のており， SrTiO3 のノンストイキオメトリによる強誘電性の還元による n 型伝導性と可視発光を同時に説明できるよう発現(8)(9)に関係している可能性がある．この Ti オフセンタな電子状態である．このように， O 空孔は， Ti オフセンター・アンチサイト欠陥について，今後実験的検証がなされるー・アンチサイト欠陥とともに，還元された SrTiO3 の電気ことを期待する．

的・光学的特性の起源になると考えられる．

SrTiO3 中の O 空孔の原子・電子構造についても，第一原一方， SrTiO3 と同様に立方晶ペロブスカイト構造を有す理計算により新しい知見が得られつつある．立方晶 SrTiO3

る BaTiO3 中の O 空孔については，異なる振る舞いが見ら中の O 空孔の格子緩和モードと電子状態について詳細な検れた(3)．O 空孔は， BaTiO3 の還元による n 型伝導性の起源討を行った結果，図に示すように， O 空孔の近傍においとなり得るような浅いドナー状態を形成する．さらに，中性

ま て り あ 第52巻 第 7 号(2013)
Materia Japan表1ZnO の格子定数(a, c)およびバンドギャップ( Eg)の GGA(PBE), GGA(PBE)＋U(U－J＝7.5 eV),
HSE06 ハイブリッド汎関数， HSE ( a ＝ 0.375 )ハ
イブリッド汎関数による計算値および実験値．
実験値に対するエラーを括弧内に示す．

GGA(PBE)
GGA(PBE)＋U
HSE06
HSE(a＝0.375)
実験値

a(nm)

c(nm)

Eg(eV)

0.3286(＋1.4)0.3196(－1.4)0.3261(＋0.6)0.3249(＋0.2)0.3242(32)0.5299(＋2.1)0.5149(－0.8)0.5225(＋0.7)0.5196(＋0.2)0.5188(32)0.74(－78.4)
1.81(－47.4)
2.49(－27.6)
3.43(－0.3)
3.44(33)

純物等，様々な候補が挙げられており，未だに統一的な見解が得られていない．第一原理計算による検討も多数なされているが， LDA や GGA 等の標準的な近似を ZnO に適用した
場合，後述のように 3.4 eV のバンドギャップが 0.7 eV 程度に過小評価されるなど，電子構造の再現性が極めて悪い．そこで，これらの近似により得られた点欠陥の形成エネルギーや電子準位に，経験的な補正を加えることが広く行われている．しかし，補正のモデルに依存して，定性的にも異なる様
図3SrTiO3 の 低 温 で の 正 方 晶 antiferrodistortive(AFD)相の構造(上)と立方晶 SrTiO3 中の中性 O
空孔近傍の緩和構造および空孔由来の局在電子状態(下)．[001]方向から見た原子構造と中性 O 空孔近傍に局在した電子状態の空間分布(等電荷密度面)を重ねて示す．

々な結果が得られている．このような中，著者らはハイブリッド・ハートリー・フォック密度汎関数(ハイブリッド汎関数)と 3 次元周期的境界条件下での欠陥間相互作用の補正により， ZnO 中の点欠陥の電子構造および形成エネルギーを再検討した(4)．
ハイブリッド汎関数は， LDA や GGA の交換エネルギーを部分的にハートリー・フォックの交換エネルギーに置き換および 1＋の荷電状態については，局在電子を有する準安定えるものであり，半導体や絶縁体の全エネルギーや電子構造状態が存在し，とくに 1＋の準安定状態は，多結晶試料につおよび格子定数を改善することが報告されている．しかし，いての EPR 測定(20)やクラスターを用いた MP2 計算(21)によ平面波基底を用いた固体の計算では，計算コストが LDA やり提案されている Ti3＋V2O＋ 状態に対応する．このように，GGA の 100 倍程度となり，一般に点欠陥等の大規模計算は電子状態が全く異なる 2 種類の O 空孔の存在を考えること困難である．本研究では，交換エネルギーの近距離部分のみで，n 型伝導性と局在電子状態に関する実験結果を矛盾なくを置換することで固体の計算のコストを削減できる HSE 型説明できる．NaTaO3 および KTaO3 中の O 空孔についても，のハイブリッド汎関数(24)を用い，計算条件を最適化するこ

BaTiO3中の O 空孔と類似の結果が得られている(22)．とで 200 原子程度の点欠陥モデル(スーパーセル)による計算を実現した．さらに， PBE 型の GGA(13) により，スーパ.

ZnO における点欠陥―ノンストイキオメトリと n型伝導性の起源ーセルの原子数を 1000 原子程度まで増やした系統的な計算を行い，その結果に基づいて 3 次元周期的境界条件により繰り返された点欠陥間の相互作用をモデル化し，その全エネ

ZnO は機能性セラミックスとして，バリスタや触媒，ガルギーへの寄与を取り除くことで，モデルサイズ無限大の極スセンサー等，様々な用途に用いられてきた．また，最近で限(希薄極限)での孤立した点欠陥の形成エネルギーと電子準は酸化物半導体として，その高い n 型伝導性と可視光透過位を予測した．

性を活かした透明電極や p n ヘテロ接合およびホモ接合をZnO の格 子定 数と バン ドギ ャッ プ の計 算値 を表 に 示用いた紫外発光素子等が活発に研究されている(23) ．このよす．標準的な近似である GGA や，価電子帯下部に位置するうな応用において，点欠陥の性質の理解や制御は本質的であZn3d 状態を補正した GGA＋U 法に比べて，HSE06 ハイブり， ZnO 中の点欠陥は古くから基礎研究の対象となってきリッド汎関数は格子定数とともにバンドギャップを改善するた．しかし， ZnO の還元により n 型伝導性をもたらす点欠ことがわかる．しかし，バンドギャップは，実験値に比べて陥種については， O 空孔，格子間 Zn ，合成時に混入した不1 eV ほど過小評価されている．ハイブリッド汎関数におけ

最近の研究

るハートリー・フォック交換エネルギーの最適な割合は，系元側極限(ZnO と金属 Zn が平衡する条件)における各荷電状に依存する(25) ． ZnO のバンドギャップが再現されるよう態の O 空孔の形成エネルギーのフェルミレベル依存性を示に，その割合を標準的な a ＝ 0.25 から 0.375 に変更した場合している．形成エネルギーは，その定義からフェルミレベル( HSE ( a ＝ 0.375 )汎関数)，格子定数は実験値により近づに対して直線的に変化し，その傾きは荷電状態に対応する．

き，また図に示す電子状態密度において鋭いピークを与え図から，フェルミレベルが低いときは 2＋の状態が，高いとる価電子帯下部の Zn 3d 状態の位置にも改善が見られる．

きは中性の状態が安定であることがわかる．各荷電状態の形( GGA で は 価 電 子 帯 上 端 か ら － 4.8 eV, HSE06 で は － 5.8

成エネルギーを表す直線の交点が，熱力学的遷移準位とな

eV, HSE ( a ＝ 0.375 ) で は － 6.4 eV, XPS に よ る 実 験 値 はる．これはいわゆる欠陥準位であり，縦軸をフェルミレベル－ 7.5 eV(26) である．）このた め， HSE ( a ＝ 0.375 )汎関数はとしたエネルギーダイアグラムとして右図に示す． ZnO 中

ZnO に適していると判断し，これを点欠陥の計算に適用しの O 空孔の場合は， 1＋の状態が不安定であるため， 2＋かた．

ら中性に遷移する 2 ＋/ 0 準位が見られる．このように， O

図に， ZnO 中の O 空孔の形成エネルギーと電子準位を空孔は正に荷電することから，ドナー型の欠陥と言える．し示す．左図では，O 空孔の形成エネルギーが最も低くなる還かし， 2 ＋/ 0 ドナー準位が伝導帯下端から 1.2 eV も離れているため，キャリアの生成にはほとんど寄与しないと考えられる．一方，還元側極限での形成エネルギーは，フェルミレベルが伝導帯下端付近となる n 型の ZnO の場合でも，約 1eV の低い値となる．これは，Hagemark らの ZnO のノンス

トイキオメトリの定量結果(例えば， 1373 K で O 欠損( Zn

図4GGA(PBE)(上)および HSE(a＝0.375)ハイブリッド汎関数(下)による ZnO の電子状態密度．価電子帯上端を 0 eV とする．

図5ZnO 中の中性， 1 ＋ , 2 ＋ の O 空孔の形成エネル
ギーのフェルミレベル依存性と熱力学的遷移準位(欠陥準位)．フェルミレベルは，価電子帯上端を基準( 0 eV )とした相対値としている．形成エネ
ルギーは，還元側極限での化学ポテンシャルの条件下で算出している．左図中の丸印は熱力学的遷移準位を表しており，これを右図ではバーにより示す．

図6

ま て り あ 第52巻 第 7 号(2013)
Materia Japan

還元側極限および酸化側極限における ZnO 中の点欠陥の形成エネルギーのフェルミレベル依存性(上)と熱力学的遷移準位(欠陥準位)(下)．フェルミレベルは，価電子帯上端を基準( 0 eV )とした相対値としている．欠陥種は， O 空孔( VO )，格子間 Zn ( Zni )，アンチサイト Zn ( ZnO )， Zn 空孔(VZn)である．熱力学的遷移準位については，格子間および O サイトの H 不純物( Hi および HO )の結果も示す．

過剰)側に 190 ppm )や，ノンストイキオメトリの起源とな汎関数を適用することで，格子間サイトで 1.1 eV ，置換サる欠陥について見積もられた形成エネルギーの値 0.9 eV(27)

イトで 1.2 eV と実験値に近い値が得られ，高濃度の H が固と相容れる．Hagemark らは，ノンストイキオメトリを格子溶し得ることが示唆された．しかし，様々なプロセスにより間 Zn に帰属しているが，後述のように格子間 Zn の形成エ作製された試料中に，常に高濃度の H が存在するとは限らネルギーは非常に高く，O 空孔がノンストイキオメトリの起ず，この問題については更なる実験および理論的な検討が必源であると考えられる．

要であろう．

O 空孔および他のドナー型欠陥，実験・理論の両面から支.

配的なアクセプタ型欠陥と結論されている Zn 空孔の形成エ

六方晶 BN へのキャリアドーピング

ネルギーのフェルミレベル依存性を図(上)に示す．左図は図 5 と同様な還元側極限の場合であり，右図は酸化側極限2004年に窒化ホウ素の六方晶相(hBN)から，150 meV もの場合である．また，図 6(下)は，欠陥準位のエネルギーダの大きな励起子束縛エネルギーと電子線励起による紫外レーイアグラムであり，格子間位置( OH－ 様構造)(28) および Oザー発振が観測された(34)．立方晶相(cBN)がドーピングに位置(29)の H 不純物のドナー準位の計算値も併せて示していより半導体化されていることから，hBN についても同様にる．

半導体化，さらには深紫外域の発光素子等への応用が期待さO 空孔や格子間 Zn ，アンチサイト Zn の形成エネルギーれている．そこで，著者らは h BN へのキャリアドーピンは，還元側極限において最も低くなり，酸化側極限においてグのためのドーパントの探索を目的として，hBN 中の不純最も高くなる．O 空孔とともにノンストイキオメトリの起源物の電子状態を第一原理計算により評価した(5)．

や n 型伝導性をもたらすドナーの候補として考えられてい表に， PBE0 ハイブリッド汎関数(25) による全エネルギ

る格子間 Zn は，伝導帯下端近傍にドナー準位を導入する．

ー計算から得られた hBN および cBN 中の様々な不純物のこのため，格子間 Zn は浅いドナーとして働くことが期待さイオン化エネルギーを示す． Be, S は，それぞれ c BN の pれる．しかし，フェルミレベルが伝導帯に近い場合，還元側型，n 型半導体化の実績のあるドーパントである．しかし，極限においてもその形成エネルギーは約 4 eV もの高い値とh BN 中では Be, S のイオン化エネルギーはそれぞれ 0.53なる．このため，n 型の ZnO においては，格子間 Zn の熱平eV, 1.22 eV と非常に大きな値となり，これらはドーパント衡濃度は非常に低いと考えられる．アンチサイト Zn についとしては好ましくないといえる．このような h BN 中でのても同様に結論される．

大きなイオン化エネルギーは，図に示す S ドーパントのアクセプタ型の欠陥である Zn 空孔は，価電子帯上端から例のように，一電子構造において，バンドギャップ内に局在0.7 eV および 2.4 eV の位置に準位を形成する．つまり，Znした深いドナー状態が形成されることに由来している．これ空孔は，ホールをほとんど生成しない深いアクセプタとなる．

は，S ドーパントが空間的に拡がった浅いドナー状態を形成

Zn 空孔の形成エネルギーは，酸化側極限かつフェルミレベする cBN の場合と大きく異なる振る舞いである．なお，図ルが伝導帯下端の場合に最も低くなる．一方，還元側極限で7 は GGA ( PBE )による計算結果であるが， PBE0 ハイブリは，フェルミレベルが伝導帯下端の場合でもその値は約 4ッド汎関数による結果と定性的に一致する．

eV と高い．このような条件では，アクセプタ型の Zn 空孔

一方， hBN の層間に Li, Na, K 等のアルカリ金属原子をの形成は十分に抑えられ， n 型の ZnO におけるキャリア電挿入した場合， 0.2～ 0.3 eV のイオン化エネルギーを持つド子はほとんど相殺されないと考えられる．これに対して，フナー準位が形成されることがわかった．その一電子状態を，ェルミレベルの低い p 型の ZnO を想定した場合は，酸化側K の例を取り上げて図に示す．右図に示すように，単純極限においても O 空孔，格子間 Zn ，アンチサイト Zn の形に K 原子の 4s 状態を hBN の層間での静電ポテンシャル下成エネルギーが非常に低くなり，これらの欠陥がホールを相に置いた場合，伝導帯下端に対して－ 1.3 eV もの低い準位殺するように働くと考えられる．となる．しかし，実際にはホスト B, N のオービタルとの相以上のように， ZnO のノンストイキオメトリは O 空孔の互作用により， K 原子の 4s 状態は h BN の価電子帯および形成によるものであることが示唆された．一方， ZnO の還元による n 型伝導性は，O 空孔や格子間 Zn 等の固有な点欠陥では説明できない．これについては，第一原理計算に基づ表2いて，H 等の残存不純物(28)(29)や格子間 Zn と N 不純物の複合体(30) など，様々な起源が提案されている． Van de Walleら に よ り 提 案 さ れ て い る H 不 純 物(28)(29) は ， 格 子 間 サ イ

六方晶 BN ( h BN )および立方晶 BN ( cBN )におけるドーパントのイオン化エネルギー(eV 単位)．
c BN については，実験値と比較して示す． SN,ON の実験値(35)は，これらのいずれかの値として報告されている．
ドナート，置換サイトいずれの場合も図 6(下)に示すように浅いドナー準位を生じる．彼らの LDA および LDA ＋ U に基づいた計算(29) では，いずれのサイトの形成エネルギーも還元側極限で 2.6 eV と，H の固溶エネルギーの実験値 0.8 eV(31)に比べかなり高く見積もられている．本研究ではハイブリッドSiBhBNcBN

計算値
計算値
実験値

アクセプタ

SNONBeBMgB

1.19 1.220.18 0.170.32(35)0.330.270.32(35)0.530.160.22(36)1.450.280.3(37)

最近の研究

図7

無添加および S 添加六方晶 BN (hBN)，立方晶 BN(cBN)の電子状態密度とドナー状態の空間分布(等電荷密度面)．電子状態密度については，価電子帯上端を 0 eV としている．

図8

六方晶 BN の層間に挿入された K ドーパントの電子状態．左には電子状態密度とドナー状態の空間分布(等電荷密度面)を示す．電子状態密度については，価電子帯上端を 0 eV としている．右には六方晶 BN の層間における静電ポテンシャル Vint 下の K4s の準位 eK4s を，B および N のオービタルとの相互作用がある場合とない場合について模式的に示す．伝導帯下端(eCBM)を 0 eV としている．

伝導帯内に入り，結果として p状態に近い性質を有する浅を形成させることにより，浅いドナー・アクセプタ準位を保いドナー状態が伝導帯下端近傍に形成される．これが，層間ちつつドーパントの移動を抑制することを計算結果に基づいK ドナーの低いイオン化エネルギーの起源である． Li およて提案した．以上のような知見は，特異な構造を有する h び Na についても同様な性質のドナー状態の形成が確認されBN の半導体化の実現に役立つと考えられる．

た．一方で，F を層間に挿入することにより，浅いアクセプタ準位が導入されることが予測された．この結果は，層間へ.

おわりにのドーパント挿入による h BN の半導体化の可能性を示唆する．
このような h BN 層間のドーパントは，低い移動エネル酸化物・窒化物半導体における点欠陥の原子・電子構造や点欠陥由来の機能への第一原理計算によるアプローチとして，ギーを有し，各層と平行な方向に容易に移動することが予測

SrTiO3, BaTiO3 等のペロブスカイト酸化物および ZnO におされた．これは拡散によるドーピングに適する反面，エレクける固有点欠陥，六方晶 BN のドーピングの例を紹介した．

トロマイグレーション等の観点からデメリットになると考えその他にも，SnO 中の点欠陥(38)(39)や立方晶 BN 中の希土類られる．そこで，層間ドーパントと置換ドーパントの複合体ドーパント(40) 等について，原子・電子スケールでの理解をま て り あ 第52巻 第 7 号(2013)
Materia Japan系統的に進めている．このような計算科学的アプローチは，高精度化・高効率化へ向けた手法開発とコンピューターの演算能力の向上が相俟って目覚ましく進展しており，今後の材料開発・設計において重要な役割を担っていくと考えられる．
本稿で紹介した研究は，京都大学 Minseok Choi 氏，熊谷悠氏，東後篤史氏，田中 功氏，物質・材料研究機構 渡邊賢司氏，谷口 尚氏，ウィーン大学 Joachim Paier 氏， GeorgKresse 氏と共同で行われました．ここに謝意を表します．

ま た ， こ れ ら の 研 究 は JSPS 科 研 費 ( 課 題 番 号 23686089,21760517, 17760527)の助成を受けて行われました．

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2000 年

大場史康

京都大学大学院工学研究科材料工学専攻博士後期課程修了
2001年 日本学術振興会特別研究員
2004年 京都大学大学院工学研究科助手
2009 年 京都大学大学院工学研究科准教授，現在に至る．
専門分野計算材料科学および電子構造評価・設計◎第一原理計算による酸化物・窒化物半導体および太陽電池用化合物半導体の電子構造の評価・設計に従事．

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