電界による鉄ナノ磁石制御
金属表面での磁気電気結合
山田豊和

呼ばれる． 1185 K 以上に加熱すると fcc 相に転移する． g.

は じめに相と呼ばれる(1)．
fcc 相を室温において研究するための手法として急冷法が鉄は旧史以来，人類の文明発展に欠かすことのできない物ある． 1185 K 以上に鉄を熱し，急速に室温まで冷やすこと質の一つである．鉄の持つ優れた強度は武器や高層建築物ので原子拡散や相転移に伴う原子のずれが抑制され完全な bcc材料として広く利用されてきた．鉄に炭素等を混ぜることで構造に戻ることなく準安定な bct や fct 構造へ転移する．こ鋼とし，さらに強度・耐久性が増す．さらに，鉄が磁石であれがマルテンサイト転移である．fcc から bcc への相転移でる事も人類の文明発展において重要な役割を担ってきていの原子構造の連続的な変化を，単純な正方晶の変形メカニズる．中世では鉄磁石が地球の作る磁場を感じることを用いてムで 1924 年に説明したのが Bain である(2) ．図( a )に Bain

方位磁針ができ大航海時代が幕開いた．現代社会においてパスの原子構造モデルを示す．fcc 結晶中に bcc ユニットセも，鉄を含んだ磁石はモーターや磁気記録材料として幅広くルを決める(青球)．図 1 ( a )が示すように，今 z 軸に約 21 利用されている．

縮め xy 軸方向に約12広げる．Bain パスでは，ずれる際の我々の身近にあるバルクの鉄(数百ナノメートル以上の大fcc と bcc の 結 晶 方 位 関 係 は 単 純 で ， 面 fcc { 100 } と bcc

きさの塊)は，丈夫で安定な体心立方( bcc )構造を持ち，且{ 100 }が平行，方位 fcc〈 100 〉と bcc〈 110 〉が平行であればよつ強磁性である．しかし，その大きさをナノメートルスケーい．しかし，実験よりこのような原子の連続的変位は確認さルまで小さくすると鉄は新たな相図を持つ．特に本解説で紹れていない．

介する鉄ナノ磁石は 2 つの相を持つbcc 強磁性相と面心立より現実的な相転移に伴う原子構造変位を説明するのが方(fcc)層間反強磁性相．我々は原子分解能イメージングおNishiyamaWassermann パスである(図 1(b ))(2)(3)．灰色面

よび電子スピン分光が可能なスピン偏極走査トンネル顕微鏡

は fcc { 111}と bcc { 011 }面である． Nishiyama Wassermann( STM )を用いて鉄ナノ磁石の原子構造と磁気構造を探り，パスでの結晶方位関係は，面 fcc{111}と bcc{110}が平行，電界を用いて bcc fcc 相転移( Kurdjumov Sachs パス)を制

方 位 fcc〈 112 〉と bcc〈 110 〉が 平 行 で あ る ( bcc〈 100 〉と fcc

御できることを実証した．金属表面で初めて磁気電気結合が〈 110 〉も平行)．この転移は 2 ステップで理解できる．まず存在することを確認した．次世代の電界式・磁気記録材料へ

面 fcc { 111}を固定し隣り合う 2 つの fcc { 111}面が反対向きの応用が期待できる．にずれる．その際，{ 111 }面中の fcc〈 112 〉方向で，さらに{ 111 }から 19.5 °の方向へずれる(図 1 ( b )中の赤矢印方向)．

.

バルク鉄 bccfcc 相転移

方位 fcc〈112〉と bcc〈110〉(図中ダッシュ矢印方向)に変位はない．つづいて緩和がおこり拡大または縮小して安定な原子

鉄は大気圧下・室温において安定した bcc 強磁性 a 相で密度をとる．

ある．しかし加熱すると相転移を起こす．キュリー温度であさ ら に も う 一 つ の bcc fcc 相 転 移 パ ス が あ る ．

る 1043 K から 1185 K の間において非磁性相となり b 相とKurdjumov Sachs パスである(図 1 ( c ))(2)(3) ．この転移は

千葉大学特任准教授大学院融合科学研究科(〒263－8522 千葉市稲毛区弥生町 133)
Electric Field Control of Iron Nanomagnets: Magnetoelectric Coupling of Metal Surfaces; Toyo Kazu Yamada(Graduate School of Advanced Integration Science, Chiba University, Chiba)
Keywords: iron, magnet, electric field, scanning tunneling microscopy, magnetoelectric coupling
2012年 2 月26日受理

ま て り あ 第51巻 第10号(2012)Materia Japan図1

母体となる fcc と bcc マルテンサイト相の結晶方位関係性(2)(3) ．( a ) Bain パス，( b ) Nishiyama Wassermann パス，(c) KurdjumovSachsパス．

Nishiyama Wassermann パ ス と 似 て い る が 異 な る ．
Kurdjumov Sachs パ ス で は ， 面 fcc { 111 } と bcc { 110 } はNishiyama Wassermann パスと同様に平行であるが，方位fcc〈 110 〉と bcc〈 111 〉が 平 行 と な る ． こ の パ ス で も 面 fcc{111}を固定し隣り合う 2 つの{111}fcc 面が反対向きにずれる．その際，{111}面中の fcc〈 112〉方向で，さらに{111}かの方向へずれる(図 1(c)中の赤矢印方向)のだが，方ら 19.5°
位 fcc〈 110 〉と bcc〈 111 〉の変位が無いようにするため， bcc〈100〉と fcc〈110〉は5.26°ずれることになる．
図2

.

鉄ナノ磁石(KurdjumovSachs パス)

上述のように鉄の bccfcc 相転移過程は古くから最近に至るまで研究されてきた．バルク鉄の fcc 相を室温で研究するには，急冷法の利用や，圧を加える必要がある．しかし，ナノスケールでは対称性の崩れより室温でも安定に fcc 相が存在できる．特に本研究で用いた fcc 銅(111)単結晶上に成長させた鉄ナノ磁石は， 1 つの鉄ナノ磁石中に bcc と fcc の異なる 2 つの相が同時に共存する(4)(6)．

( a ) STM 形状像( 77 × 60 nm2 )．右上図は 1 つの島の拡大図．( b )図( a )中赤い四角で囲った領域の鉄原子像．青丸は fcc 配列，オレンジ丸は bcc配列．直線は境界を示す．( c )( e ) fcc bcc 相転移のモデル図．青丸は fcc ，オレンジ丸は bcc 転移を示す．○が表面層の原子，●が界面相の原子，黒線が境界を示す．( c )すべての領域が fccの場合．( d ) fcc [ 1̃21̃ ]方向，面から 19.5 度の角度で，境界右の領域の表面原子がずれる．3 回対称
サ イ ト か ら 2 回 対 称 サ イ ト へ ず れ ， 高 さ も 12pm 高くなる．(e)図(d)のずれの後，面内方向に緩和する． fcc [ 11̃0 ]方向にずれ fcc [ 1̃1̃2 ]方向に広がる．

鉄ナノ磁石は次のように作成した．まず，超高真空チャンバー内で，原子レベルで平坦(原子テラス幅 50 100 nm )かつ清浄な fcc 銅(111)基板を作成した．この基板上に鉄を0.2原子層分蒸着し鉄ナノ磁石を作成した．超高真空を破ることな く 走 査 ト ン ネ ル 顕 微 鏡 ( STM:ScanningTunneling

ジ丸の原子は bcc 相にあたる．
この鉄ナノ磁石中の bcc fcc 相転移は Kurdjumov Sachs
パスで説明できる(4)(5)．図 2( c )( e )は鉄原子配列モデルをMicroscopy )に試料をセットし観察および分光測定を行っ示す．黒線は境界部分を示す．図 2(c)のモデルは全てが fccた．図( a )に鉄ナノ磁石の STM 像( 77 × 60 nm2 )を示す．

相の場合である(111)面が表れている．この場合は境界を挟黒く見えているのが原子レベルで平坦な銅(111)面である．

んで変化は無い．

一つの三角形の鉄ナノ磁石は，大きさ約 20 nm 高さは約 0.4

境界右側の原子を KurdjumovSachs パスに従って転移さnm ( 2 原子層分)である．三角形の中央部分は低く，へりにせていく．まず図 2(d)が示すように fcc{111}面の原子を，近い部分は高く見えている． STM 像より高低差は 15 ± 5上向きにずらす．この原子変位
fcc [ 1̃21̃ ]方向でさらに 19.5 °pm ある．図 2(a)中の赤い四角で囲った境界部分を拡大する

を STM 像中では，表面鉄原子位置が 3 回対称サイトから 2と図 2(b)に示すように鉄原子配列が確認できる．図 2(b)中回対称ブリッジサイトへ移動したことで確認できる．つまりの赤線は境界を示す．この境界を挟んで鉄原子の並びが僅かfcc 領域よりも原子位置が高くなるのである( 15± 5 pm ，図に変化していることが分かる．青丸の原子は fcc 相，オレン2(a)参照)．次に，図 2(e)が示すように面内方向に緩和させ

最近の研究る．但し，方位 fcc〈 110〉と bcc〈 111〉は平行を保つ．銅下地電子スピン状態が大きく変化していることがわかる．また，が鉄原子の緩和の動きを邪魔することで理想的な bcc 構造

磁気イメージングの結果から bcc と fcc の各々の領域内でにはならず，歪んだ bcc 構造となる．結果として理想的なは，各原子間で磁気コントラストが検出されなかったことか

bcc の c/ a は 1.424であるが，方位 fcc[ 11̃0]と fcc [1̃1̃2]方向

ら，各領域内の原子磁気モーメントは同じ方向を向いているに原子はずれ c / a ＝ 1.505 となる．この歪んだ bcc 構造によことを確認した†．つまり，面内方向に各鉄原子は強磁性結となる．なり方位 fcc [ 01̃1 ]と bcc [ 11̃1 ]の角度不一致は 7.2 °合している．

ぜ歪んだ bcc 構造をとるのだろうか．無理に理想的な bcc

実験より得られた電子状態密度を第一原理計算により再現(110)構造を形成すると鉄原子の上に鉄原子がくるようなサする事でより詳細に磁気構造を解明することができた(6)．図イトが生じる．あえて微小なミスアライメントをとることで3(a)は fcc 領域において表面層と界面層の間で強磁性結合しうまく界面の鉄原子層のハローサイトに表面層の鉄原子がのていると仮定した場合の計算結果である．一番上に実験で得り，エネルギー的に準安定となっている．また bcc like なられた電子状態密度を示す．強磁性結合 fcc モデルではフェドメインが大きくなるほどエネルギー不安定度は増す．そのルミ準位上の真空準位にピークが 1 つ確認できる．異なるため，ドメインはある大きさで原子位置変位をおこし fcc 相曲線は，表面層と界面層の距離(dS)を変えた際，電子状態密に戻ってしまう．bcc ドメインの大きさが数 nm に限定され度がどのように変化するかを示している．dCu は下地の銅基るのはそのためである(図 2(a)参照)．

板の層間距離である．明らかなのは，計算結果と実験結果が不一致な事である．つまり fcc 領域の表面層と界面層は強磁.

鉄ナノ磁石の磁気相性結合していないことを示す．
そこで， fcc 領域の表面層と界面層が反強磁性結合してい鉄の磁性は室温・大気圧では強磁性であるが，第一原理計るモデルを立て計算を行った．結果を図 3( b)に示す．一番算によればバルク鉄 fcc 相では強磁性が不安定になると示唆

上の実験結果にあう計算結果をみると，dS/dCu＝0.96 で顕著されている(7)．では，どのような磁性を持つのか．非磁性，な 3 つのピークが出現し実験結果と一致した．このことか反強磁性，非線形磁気結合など様々な可能性がある．我々はら， fcc 領域で表面層と界面相の層間距離は 200 pm であり銅( 111)上の鉄ナノ磁石の bcc fcc 相の磁性を探った．実験

層間反強磁性と判明した(6)．

手法として 0.4 nm の磁気分解能を有するスピン偏極 STM

最後に bcc 領域の磁性を同様にして探った．表面相と界(STM 磁気イメージング)を使用した(8)(11)．bcc と fcc 領域

面相は強磁性結合しているモデルをたてた．図 3 ( c )に結果の磁性を探るために STM 電子スピン分光を行い，図に示を示す．一番上の実験結果が示すようにフェルミ準位下の占すようにフェルミ準位近傍± 1 eV のマイノリティスピン電有状態に顕著なピークが 1 つある．これと計算結果を比較

子状態密度を測定した．fcc 領域では 3 つの状態密度ピーク

すると dS/dCu＝1.02 の時ピークを再現できた．bcc 領域で表を確認した(図 3(a),(b))．bcc 領域では占有状態に 1 つのピ面層と界面相の層間距離は 212 pm であり強磁性と分かっークを確認した(図 3( c ))．わずかな原子構造のずれによりた(6)．この計算と分光実験の解析から bcc と fcc 領域の高低差は 12 pm と求まる．この結果は STM 像から得られた高低差 15±5 pm と一致する．

.

電界による鉄ナノ磁石 bccfcc 相転移制御

我々はこの鉄ナノ磁石内に存在する強磁性 bcc と層間反強磁性 fcc 相の間の Kurdjumov Sachs パスを電界により制御できることを発見した(図，図)(6)(12)(13)．
まず計算より強電界(1 GV/m)中において安定となる相を

図3

実験で得られたトンネル微分伝導曲線をそのトンネル関数で規格化することで得られた鉄表面・局所電子状態密度と計算により得られた局
所電子状態密度．( a ) , ( b ) fcc 領域．( c ) bcc 領域．( a ) ,( c )表面層と界面相が強磁性結合している場合．(b)表面層と界面相が反強磁性結合している場合．dS は表面層と界面相の距離，dCu は下地銅(111)の原子層間距離．

ま て り あ 第51巻 第10号(2012)Materia Japan† STM 分光イメージングにおいて，分光像にコントラストを生 場所により異なる局所電子じる要因には以下の 4 つがある．
 場所により異なる仕事関数を持つ．
 場所状態密度も持つ．
により各原子のスピン磁気モーメント(方向または大きさ)が異 場所により異種元素がある．鉄ナノ磁石の分光像を測なる．
定した結果， bcc と fcc 領域の間でコントラストを得た．しか
 の 3 つがあてはまし，このコントラストの要因は上記のり，スピン磁気モーメントによるものであるか判断できなかった．しかし，それぞれの相の領域内で，もしコントラストが観 による磁気コントラストであるとすぐ察されればそれは要因に判断できる．実験の結果，各領域内で磁気コントラストは確認できなかった．つまり，bcc・fcc の各領域内の表面鉄原子のスピン磁気モーメントの向きは同じであることが分かった．この事は理論計算の結果からも裏付けされた．



図4

電界中での鉄ナノ磁石の相図(計算)(6)．( a) ,(b )銅 2 原子層の上に鉄 2 原子層と真空層に対して( a )正電界と( b )負電界を印加した際の規格化電荷密度分布図．( c )鉄表面層のエネルギー分布
図．横軸が fcc 位置からの変位．縦軸が表面層と界面相の距離．fcc 鉄に電界を印加するとまず面直方向に広がり面内方向に緩和して bcc 相への転移を矢印は示す．(d ),( e)縦軸にエネルギー分布，横軸に面内原子変位距離をとったもの．(d)
負電界と( e )正電界をかけた場合．負電界ではbcc 相（オレンジ線）が安定となる( d )．正電界
では fcc 相が安定となる(e)．

図5

STM 電界パルスによる微小エリアの相転移制
御(6) ．( a )( c )鉄ナノ島のヘリ近くにおいて約 1×10 nm 領域だけを選択的に相転移させた．丸印
位置に STM 探針を移動し電界パルスを加えた．
fcc ( a )が bcc へ( b )転移し，再び もとに戻った(c)．(d),(e)は 1 つの鉄ナノ磁石を完全に fcc から bcc へ電界パルスを用いて相転移した場合の実験結果．( f )正と負の電界パルスを時間軸に対して交互に印加することで bccfcc 相転移が制御できた．

高さは約 160 meV である．
電界をかけた場合に，bcc と fcc 相のエネルギーバランス探った．図 4 ( a ) , ( b )は規格化電荷密度分布図である．赤いがどう変化するかを計算した．その結果，正・負を問わずにほど高い電荷密度を示す．原子核が最も高くなっている．下

相間バリアが大きく減衰することが分かった．つまり電界をから銅(111)原子層，鉄 2 原子層，真空絶縁層がある．鉄原

か け る こ と で Kurdjumov Sachs 転 移 が 誘 起 で き る ． 図 4子核位置の矢印は磁気モーメントを示す．
エネルギー的に最も安定な状態を計算した所，正電界では( d )は負の電界をかけた場合である． bcc 相が非常に安定となる． fcc 相は 100 meV 以上高くなり不安定相となる．結fcc 層間反強磁性相(図 4( a ))，負電界では bcc 強磁性相(図果として，ほぼバリアなしで fcc → bcc 相へ転移できる．図4(b))と求まった．異なる極性の電界をかけることで安定相4(e)は正の電界をかけた場合である．fcc 相(青線)が最も安が異なるのだから電界を利用した相転移が可能であると考え定となることがわかる． bcc → fcc 相へのエネルギーバリアられる．計算より実際に起こりうる相転移パス

高さは約 30 meV であり，正電界で容易に bcc → fcc 相転移(KurdjumovSachsパス)を考える．

が可能なことを示唆する．逆に fcc → bcc 相へのエネルギー

図 4( c )は電界を印加しない場合の鉄ナノ磁石のエネルギ

バリア高さは約 60 meV となり相転移しにくい．

ー相図である．縦軸に層間距離，横軸が fcc 構造からの面内電界による鉄ナノ磁石の bccfcc 相転移制御を実験により距離の変位を示す．変位距離が増えるに従い bcc 構造へ近実証した．結果を図 5 に示す．図 5( a )は，三角形の鉄ナノ付く．赤い色ほどエネルギーが低いことを示す．図 4( c )よ磁石(鉄島)の角付近である．島の中の低く見えている部分がり fcc 相が最も安定であることがわかる．bcc 相もローカルfcc 相である．赤丸印の位置に STM 探針をセットし＋ 5.5

ミニマムとして存在している． Kurdjumov Sachs パスに従GV / m の正の電界パルス( 60 m 秒幅)をかけた．その後全くって fcc から bcc へ相転移させるには， fcc 構造がまず面直同じ領域を観察すると，図 5 ( b )に示すように約 1 × 10 nm2方向に広がりその後面内距離の緩和を経て bcc 構造に移るの領域だけが fcc → bcc 相転移し高くなったことがわかる．

(図中矢印)．電界がない場合の bcc と fcc 相の間のバリアの再び赤丸印位置に針をセットし今度は－5.5 GV/m の負の電


最近の研究

界パルスをかけた．同じ領域を観察すると bcc → fcc 相転移し低くなり元の fcc 相に戻ったことが確認できる．図 5( d),(e)は，鉄島全体に電界がかかるようにした場合の結果である．図 5 ( d )の鉄島の中央部分の低く見えている fcc 領域に負の電界をかけることで島全体を bcc 相に転移できた．電界を利用することにより 1 nm スケールでの高い空間分解能で相転移制御が可能であることを実証した．
このような電界による原子構造変化やそれに伴う磁気構造変化(＝磁気電気結合)は，マルチフェロイクス物質のような酸化物を中心に研究がされてきた(14)(17) ．本研究により，似たような磁気電気結合が金属表面である鉄ナノ磁石にも存在することが明らかとなった(6)(12)(13)．

.

電界式・磁気記録への応用

我々の身の回りのエレクトロニクス，特に磁気記録素子の大きさは年々小さくなっている．我々の身の回りではハードディスクという名前で磁気記録素子が知られている．ハード
ディスク内には 1012 個以上の磁石があり，この磁石 1 つ 1つが情報記録材料として利用されている．今回発見した鉄ナノ磁石の相転移をこのような記録材料として利用できる可能性はあるだろうか．
図 5 ( f )は，鉄ナノ磁石へ正と負の電界パルスを交互に印加した際，電界に伴って bccfcc 相転移が生じるかを確認した実験結果である．上の曲線が電界の正負を示す．下の曲線は高さの変化を示す．低い場合は fcc 相，高い場合は bcc 相である．明らかに正の電界をかけると bcc → fcc ，負の電界をかけると fcc → bcc 転移が生じている．本研究により，電界による鉄ナノ磁石への超高密度・情報記録は可能であることが示唆された(6)(12)(13)．

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★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★
2004年 3 月 学習院大学，博士課程修了
2004年 4 月 日本学術振興会 特別研究員(PD)2004年 5 月 学習院大学理学部物理学科 助教
2005年 3 月 ナイメーヘン大学 NSRIM, Solid State
Physics 2, Ph.D 課程修了
2008年 6 月 フンボルト財団リサーチフェロー(カールスルーエ大学，ドイツ国)
2010年 4 月 現職
専門分野表面物理，低次元ナノ物性，磁性，走査ト山田豊和
ンネル顕微鏡◎物質を構成する最小のユニットである原子・分子を直接観察できる走査トンネル顕微鏡(STM)を用いて研究を行ってきている．磁性 STM 探針を用いることで，原子分子の凹凸像や電子状態密度測定だけでなく電子スピン状態(磁気状態)を測定することができる(スピン偏極 STM と呼ぶ)．原子・分子ナノ構造体とくにナノ磁性体の物性を解明し，将来的な省電力・超高密度・高機能デバイス開発の発展につなげたい．

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