.

は じめに.

溶融金属の構造の一般的特徴

物質の状態は，固体，液体および気体のいずれかに，かつ液体の X 線散乱強度を測定すると，図の模式図のよう固体は，原子が規則正しく並んだ「結晶」と不規則な「ガラに，非常にブロードで連続的な曲線が得られる(5)．同じスケス(非晶質)」に大別されてきた．また，固体には 1978 年にールで比べると，液体構造の強度は，第 1 ピークでも高さ

D. Shechtman ら(1)によって発見された「準結晶」が加わっは結晶の 1/10程度である．ている．

物質は融解すると，原子配列における周期性の消失に伴っ通常扱う液体およびガラス状態(1 気圧下)の原子配列は，て原子の位置が特定できなくなる．すなわち，結晶状態にお結 晶 の 特 徴 で あ る 長 範 囲 の 規 則 性 ( Long Range Order:ける空間的に不連続な原子分布ではなく，どの位置にも原子LRO)が失われているが，気体のような無秩序分布の近似がを見いだすことができる「原子分布の均一化」という特徴を適用できない．すなわち，原子配列の特徴という点で，液体生ずる．さらに融解に伴う自由度の増加は，無秩序分布を基は中途半端で扱い難い要素を持っていた．1960年代になり，本とする原子配列への移行を促進する．このため，金属，X 線回折装置の急速な進歩，中性子回折の利用ならびに比塩，化合物などほとんど例外なく，融解後の X 線回折強度

較的単純明快で汎用性のある理論(2)，モデル(3)(4)の提案など

曲線は「比較的鋭い第 1 ピークとそれに続く 2, 3 のピーク」に伴って，液体とくに溶融金属の構造と物性研究が国際的にという，図 1 に示す共通性を生ずる．また，一般に扱う温も急速な展開期を迎えた．この経緯は， 1972 年から 4 年ご

度や圧力の範囲では，融解に伴う体積変化は 5～10以下なとに Liquid Metal に関する国際会議(略称 LM )が開催されので，液体における原子配列は，通常原子サイズの 2～3 倍たことからも容易に理解できる．さらに， 1970 年代の非晶以内の近距離領域で，平均数密度で記述される分布から顕著質金属(アモルファス金属＝金属ガラス)研究の進展とともに，な「ずれ」を示す．この近距離領域の原子配列は「短範囲規Liquid and Amorphous Metals に関する国際会議( 1980 年か則性(Short Range Order: SRO)」と呼ばれ，液体の〈〈個性〉〉

ら略称が LAM と変更され 3 年毎に開催)となった．

を生ずる重要な要素となる．とくに短範囲規則性は，どのよ

筆者は，このような液体および非晶質金属研究の大きな流うな原子の組み合わせを有する単位で，その単位は系全体にれの中で，主として構造研究に携わる機会を得る幸運に恵まどのように分布しているかが重要な情報である．言い換えるれた．ここでは， 1970 ～ 90 年代に得られた「溶融金属およと，「短範囲規則性」の定量的解明が，液体の構造解析の基び合金の微細構造」に関する主要事項を，筆者の視点でまと本である． X 線回折や中性子回折を用いて，多くの純金属めるとともに，溶融合金のガラス形成能との関係について，の融体構造が調べられ，溶融金属の一般的特徴が以下のよう一つの考え方を紹介する．に整理されている．


融点近傍の温度における金属の融体構造を表す干渉関2009年 3 月28日，東京工業大学大岡山キャンパスにおける第144回本会春期大会において講演東北大学多元物質科学研究所教授・フェロー(〒9808577 仙台市青葉区片平 211)
The Structure of Liquid Metals and Alloys; Yoshio Waseda(Institute of Multidisciplinary Research for Advanced Materials, Tohoku
University, Sendai)
Keywords: atomic structure, liquid, metals, alloys, valence electrons
2008年12月 8 日受理



本多記念講演図1

結晶系および非晶質系の X 線散乱強度曲線と原子配列の模式図．

角度側にサブピーク(hump と呼ばれることが多い)が認められる Sn 型の 3 種類に分類できる(5) ．なお， Zn 型融体構造に認められる特異な挙動は，温度依存性が小さくかなりの高温まで残存するが， Sn 型の融体構造に認められるサブピー
クは融点から 300 K 程度上昇すると消失し， Al 型の融体構造に近づく．


現在までに報告されている純金属の 80 は，比較的単純な Al 型である．
これらの実験事実は，大部分の溶融金属の構造の特徴は，「寸法因子(ペアポテンシャルの斤力部分の影響を強く受ける)のみに依存する剛体球の無秩序分布」で近似できることを示唆している(5)(6)．これは，等方的(方向性をもたない)金属結合の特徴と，融解に伴う自由度の増加にも関連付けられる．

.

溶融金属におけるイオンの周囲の価電子分布

X 線の散乱は電子を媒介にイオンの中心位置を検知しているのに対し，中性子の散乱はイオンの中心(原子核)そのも
図2

融点近傍の温 度におけ る溶融 Al, Zn および Snの干渉関数，破線は剛体球模型．のを検知する．このことは， X 線と中性子という 2 種類の回折実験結果には，散乱機構の差が観測できることを示唆している．この散乱機構の違いを積極的に利用して，溶融金属のイオンー電子相関の情報を導出する手法が， 1974 年に数( Interference function 構造因子と呼ぶ場合も多い)の基

Egelstaff らにより提案された(7) ．この試みは， 1980 年代後

本的挙動は，有効電荷を考慮した剛体球模型，とくに Per-半に計測機器の発展に伴って溶融金属の回折実験における実cus Yevick 方程式による剛体球模型(3) によって，再現でき験誤差が減少，とくに中性子回折実験の精度向上に伴い，例る．

えば図に示す液体 Zn の干渉関数のように，有意な差異が剛体球模型の干渉関数を基準に，融点近傍の温度にお認められるようになって実現した(8)．イオン電子相関関数

ける多くの純金属の干渉関数の実験結果を整理すると，図を実験的に求める具体的な方法の基礎は，以下の通りである．

に例示するように，剛体球模型との一致がよい Al 型，第 1溶融金属を，N 個のイオンと zN 個の価電子(z原子 1 個ピークの非対称性が顕著な Zn 型，そして，第 1 ピークの高あたりの価電子数)からなる 2 成分系と考えると，X 線の干

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


図3

X 線および中性子回折で得られた溶融 Zn の干渉関数の比較．

(8)(9)．
渉性全散乱強度 I coh
X (Q )は，次式で与えられる
21/2f (Q )S (Q )]I coh
X (Q )＝N [ f i (Q )Sii(Q )＋zSee(Q )＋2ziie

図4

溶融 Al, Zn および Sn のイオン電子相関の構造因子(a)Sie(Q )，分布関数(b)gie(r )．

表1回折実験で求められた溶融金属のイオン―電子相関の情報(単位 nm)．

(1)
こ こ で ， Sii ( Q ) , See ( Q ) お よ び Sie ( Q ) は ， そ れ ぞ れ ，AshcroftLangreth 型(4)で表したイオンイオン，電子電子およびイオン電子の構造因子，fi(Q )はイオン内電子の空間的広がりを表すイオンの散乱因子である．
イオン間の相関を表す Sii ( Q )は，中性子回折実験で得られる干渉関数 SN ( Q )で置き換えられる(7) ．一方， X 線回折実験によって得られる干渉関数 SX ( Q )は，いわゆる原子散2乱因子 f 2a( Q )を用いて， SX( Q )＝ I coh
X ( Q )/ Nf a ( Q )で表される．したがって，イオン電子相関の構造因子 Sie(Q )について整理すると，次式の関係を得る．
Sie(Q )＝1
[ f 2a(Q )SX(Q )－f 2i(Q )SN(Q )－zSee(Q )]2 z 1 / 2 fi( Q )

Na＋
Zn2＋
Al3＋
Ga3＋
Tl3＋
Sn4＋
Pb4＋
Bi5＋

ri

イオン半径(Pauling)

rA

rB

r1

n ve

0.105
0.074
0.045
0.070
0.080
0.072
0.080
0.075

0.095
0.074
0.050
0.062
0.095
0.071
0.084
0.074

0.165
0.110
0.115
0.118
0.110
0.096
0.108
0.094

0.225
0.141
0.225
0.156
0.143
0.167
0.160
0.172

0.381
0.268
0.282
0.282
0.328
0.323
0.333
0.338

0.7
1.7
2.8
2.2
0.9
2.7
1.91.5n veイオンに局在する価電子数(2)一方，金属中の電子電子相関，See(Q )，に関する研究は数多くあり，伝導電子球の半径とフェルミ波数ベクトルを与の規則性を示唆する振動的挙動が認められる．他の数種類のえれば，See(Q )を理論的に求めることは容易である(10)(11)．

溶融金属についても，同様な結果が報告されている(14)(15)．

したがって，実験結果 SX ( Q )および SN( Q )と，理論的に求分布関数 gie ( r )は， 3 種類の金属とも特定の距離 0.05 ～めた See( Q )を式( 2 )に適用すれば， Sie ( Q )が算出できる．

0.07 nm 付近でゼロを切り，急激に大きな負の値をとる．例

また，Sie(Q )に次式の Fourier 変換を適用すれば，実空間にえば，溶融 Zn では 0.074 nm でゼロとなるが，この距離 r1おけるイオン電子相関の分布関数 gie(r )を得る．

は，各金属のイオン半径に相当する．表の結果は，gie(r )＝1＋∞

f12 p 2 r or

z－1/2QSie(Q )sin(Qr )dQ(3)0Pauling(16)が理論的に提案し，これまで汎用されてきたイオ

ン半径の値が，溶融金属におけるイオン電子相関の研究に

ここで ro は単位体積あたりの平均価電子数密度である．こ

よって，実験的に確認されたことを示している(8)(9)．gie(r )れらの関係式を利用する場合の詳細は，関連する文献を参照

関数の第 1 ピーク位置 rA が，溶融 Al, Zn および Sn いずれされたい(12)(13)．の場合も 0.10 nm 付近に認められる．これは，原点( r ＝ 0 )この手法により X 線と中性子回折実験から求めた溶融 Al,にあるイオンのすぐ近くに集まる電子雲の極大値を示す位置

Zn および Sn のイオン電子相関の構造因子 Sie(Q )とその分に対応する．イオンの中心位置(最近接距離 r1 )は，中性子布関数 gie( r )を，それぞれ図(a)および図 4(b )に示す(9)．

回折実験により配位数を含めて正確に決定できるので，これSie ( Q )の縦軸に認められる幅は実験誤差に対応し， Fourier

らの情報から溶融金属におけるイオンの周囲の価電子分布変換には平均値を用いている．Sie(Q )の基本的な挙動は，X(＝等電荷密度分布)の図を描くことができる．

線と中性子回折の干渉性散乱強度の差に依存するが，図例えば，最近接配位数が約11個とかなり密な溶融 Zn につ4(a)の結果から明らかなように，3 種類の金属とも，ある種ては， fcc 構造の[ 111 ]方向から見た場合に相当する等電荷本多記念講演

密度分布が得られている．この等方的な性質は，溶融 Al の干渉関数が剛体球模型との一致がよく，第 1 ピークの非対称性や第 1 ピークの高角度側に認められるサブピークのような，特異な構造を示さないことと対応している．このような等電荷密度分布の挙動は，Al 型に分類される Na や Tl で共通して認められる(15)(17) ．これに対して，液体 Sn の場合，価電子密度はイオンの周りの距離 r＝ 0.10 nm 付近に極大をもち，隣接イオンの中間付近 rB ＝ 0.17 nm で疎になっている．さらにイオンから離れた 0.21 nm および 0.30 nm 付近に価電子密度が少し高くなることを示すサブピークが認められる．また，イオンの直径(0.144 nm)は Zn2＋ イオンとほぼ同じであるが，最隣接イオン間距離( 0.323 nm )との差が大きく，かつ平均イオン数密度も小さいので図 5 ( c )のように，隣接イオンの間隙部分の一部に価電子密度の高い領域が
図5

溶融 Al, Zn および Sn におけるイオン周囲の等電荷密度分布．

生ずる．イオンの周囲の価電子数は 2.7 で， 4 個の価電子のうち約 3 個がイオンのごく近い狭い領域に分布してイオンとともに動き回り，残りの 1 個がイオンの隙間に分布することを示唆している．このように隣接イオンの間隙部分の一密度分布を，図(a )のように描くことができる．図中の rB部に価電子密度の高い領域(あるいは低い領域)が生ずる等電は，価電子密度が疎であることを示す gie(r )曲線の極小位置

荷密度分布の挙動は，Sn 型に分類される Ga や Bi で共通しで，溶融 Zn では rB ＝ 0.141 nm であり，隣接イオンの中間て認められる(8)(15)．

距離(r＝0.14 nm)付近になる(表 1 参照)．また，溶融 Zn で

X 線および中性子回折の実験精度の向上に伴って明らかは，イオンの直径( 0.148 nm )と最近接イオン間距離( 0.268になりつつある結果は，イオンの大きさ，数密度のみでなnm)との差が，他の金属に比べて小さい．したがって，溶融

く，イオン周りの価電子分布が，大なり小なり溶融金属の原Zn 中の価電子の充填密度はかなり高く，図 5(a)のようにイ子分布に反映することを裏付けている．

オンの最も外側における価電子分布が，球面から歪んだ形にならざるを得ない．この溶融 Zn に固有の状況が，X 線回折の干渉関数 SX(Q )に認められる第 1 ピークの非対称性(図 2.

溶融合金の構造の特徴および複雑な配列を暗示する兆候参照)の起源かもしれない．また， gie ( r )曲線を用い距離 rBまでの積分値としてイオンの周囲の価電子数を見積ると，一複数の金属元素，例えば 2 元合金の溶融構造の基本的な般に考えられている価電子数 2 に近い 1.7が得られる．これ特徴は，2 種類の大きさの剛体球を無秩序に分布させるモデは溶融 Zn 中で大部分の価電子はイオンの近くに分布し，残ル(4)(5)で記述できる．その理由は，結晶状態における原子配りがイオン間の隙間に分布することを示唆している．このイ列の周期性が融解で消失，さらに融解に伴う自由度の増加にオンに密着して挙動すると考えられる価電子数は，常に一定よって，「原子分布の均一化」が生ずる点は，全ての物質に値とは限らない．例えば，表 1 に示すとおり，同じ 3 個の共通するからである．しかし，合金は，大きさ以外に価電子価電子数を持つ Ga と Tl の場合，Ga は 3 個の価電子のうち数，電気陰性度などの性質が異なる成分の混合物なので，系約 2 個がイオンの周囲に，残り 1 個がイオン間の間隙に分統的な研究が展開された結果，無秩序混合からの顕著な「ず布するのに対して， Tl は逆で，イオンの周囲に 1 個，イオれ」が認められる場合も明らかになっている．一方，液体中ン間の間隙に 2 個が分布する．価電子数 4 個の溶融 Pb では，に，ある種の規則領域(クラスター)を考える議論は多くあ2 個づつがイオンの周囲とイオン間の間隙に分布する．このり，しかも，それぞれの研究者が描くクラスターのイメージような情報は，イオン電子相関関数の解析によって始めてには差があることも事実である．典型的な例は，融解後も残明らかになった．

存する固体のかけら，あるいは融点近傍 50 ～ 100 K 近くの同様な方法を用いて幾つかの溶融金属の等電荷密度分布図

温度領域の粘性係数の値が，いわゆるアレニウス型の変化かが求められているが，ここでは，図 2 に対応する溶融 Al おら急激にずれる現象＝凝固前駆現象として生成するエンブリ

よ び Sn の 結 果 に つ い て 述 べ る ( 図 5 ( b ) お よ び 図 5 ( c ) 参オがある(18)．しかし，例えば近年多くの研究者の関心を集照)．これらの結果では，それぞれの溶融金属で観測されためている「バルク金属ガラス」を形成するような溶融合金のイオンの配位数の値から，溶融 Al では fcc 構造の[111]方向，構造については，エンブリオなどではない，合金固有の「局Sn は bcc 構造の[ 110 ]方向から見た場合に相当する等電荷所構造配列」が指摘されている．

密度分布を描いている．図中の破線は，gie(r )1(疎な密度成分元素の無秩序分布では説明できない原子分布の存在が分布)に対応する．溶融 Al の場合，極めて等方的な等電荷予測される溶融合金の代表例に，干渉関数の第 1 ピークの

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

図7

Fe70M10B20(M＝Hf, Zr, Nb, W)系ガラスで示唆されているクラスター(25)．

ガラス相が得られる合金について，例えば，構造関数の第 1ピークの低角側にプレピークは観測されないが， Pd40Ni10
Cu30P20 合金では，Cu を中心に Pd が周囲を囲む正方12面体クラスター(24)，Fe にボロン(B)を含み，かつ Zr や Nb 等を第 3 の添加元素として含む Fe70M10B20(M ＝ Hf, Zr, Nb, W )系合金では，三角プリズム構造の頂点にある 6 個の鉄の 1個を M 元素で置換し，複数の三角プリズムが，辺や頂点を共有して連結したクラスター(図参照)(25) の存在が示唆されている．これらの実験結果は，合金の液体あるいはガラス構造中に，複数の短範囲規則性( SRO に相当)が認められる
図6

溶融アルカリ金属鉛系合金の干渉関数とモデル(20)(21)．

とともに，これらの複数の SRO が連携して安定な集合体( SC  Stable Cluster や 中 範 囲 規 則 性 ＝ MRO  MiddleRange Order，例えば数 nm)を形成することを強く示唆している．このような溶融合金の構造安定化に働く微細構造にプ低角度側に小さなピーク(プレピーク)が観測される，BiZn

ラスして，液体(の原子配列)から結晶(の原子配列)核が発合金のような 2 液相分離型(19)，あるいは NaPb 合金のよう生・成長する過程を阻害する要因が備われば，ガラス形成能な化合物形成型(20) が認められる．一例として，4 種類のアが高まると予想される．最近，第 2 および第 3 元素の添加

ルカリ金属鉛系合金液体の干渉関数を図に示す(21)．このとその量(組成)が及ぼす溶融合金の微細構造への影響につい溶融合金の構造関数の特徴は，2 種類の大きさをもつ成分元

 新 SRO の形成と複数の SRO の共存， 稠密ランダて，素の混合だけでは説明できない．例えば， Na Pb 系では

 特定の添加元素を中心に複数のム充填配列の安定化，

Na Na, Pb Pb および Na Pb からなる 3 種類のペア相関以SRO が連携し，より安定な新 SRO(＝SC や MRO)の形成お

外に，ほぼ球形として扱えるような Na4Pb のクラスター(図 合金液体の構造を特徴づける SRO と析出結晶相のよび

6 中に挿入)が存在し，これらの構造要素が無秩序分布してSRO との相違(26) という「 4 つの因子」を考慮することで，いると想定すれば，プレピークを含む干渉関数の基本的挙動合金のガラス形成能を検討する試みが報告された(27) ．このを再現できる(20)．このようなプレピークは，バルク金属ガ要点を以下に紹介する．

ラスの形成が確認されている全ての合金構造に，必ず観測さ金属元素(M )単体が構成する液体構造は，元素 M の剛体れるわけではないが， Al80Y10(22) や Mg50Ni30La20(23) などの球による稠密ランダム充填配列で，基本的に記述できる．こガラス試料でも観測されている．ただし，大きなガラス形成の液相環境では，常に離合・集散を繰り返しているが，時間能を示す合金の原子配列には，単純な成分元素の無秩序分布平均・空間平均すれば最近接距離付近の領域に平均 10 ～ 12

ではなく，比較的大きなサイズの局所構造配列の存在が指摘個程度の集合体＝SRO0 が認められる．

されていることは，興味深い(24)(25)．このような局所構造配第 2 元素の添加は， Pd への Si の添加のような，母金属列は，結晶状態で認められる規則性と関連性がある場合と，M に比べて第 2 元素( X2)のサイズがかなり小さい場合，主関連性がない場合の双方があることに留意すべきである．

として第 2 元素は M が構成する多面体の空隙を占めて，新たな SRO を形成する．母金属 M のみの場合と区別するた.

溶融合金のガラス形成能と構造との相関

め SRO2 とする(新 SRO 形成効果)．第 2 元素濃度の希薄領溶融状態から 102 K/s 程度の比較的遅い速度で冷却しても加量が増加すれば，溶融合金中の添加元素同士の距離は急速域では， SRO0 と SRO2 との共存状態となる．第 2 元素の添



本多記念講演

の間の原子のやり取りを，母金属で SRO0 のみ，あるいは 2元系で SRO2 のみ存在する場合に比べて阻害されるので，ガラス化が容易になると考えることは不自然でない．なお，溶融合金中に新たに形成する「より安定な集合体」は， X 線構造解析結果(26) などを参考に，結晶化で現れる析出相のSRO と異なると考えている．

前述のとおり，第 2 元素 X2 のサイズの大小に依らず，溶融合金の構造は，希薄な領域を除けば SRO2 で特徴づけられる．しかし， X2 量に単調に比例してガラス形成能が向上す
図8

溶融合金の構造模型( a ) M X2 系，( b ) M X2 X3系(27)．

るとは考え難い．例えば， Cu Zr 2 元系で， Cu サイドではZr を 10 at (予測値 11 at )以上， Zr サイドでは Cu を 25at (予測値 21 at )以上添加すればガラス形成が認められる(28) ．しかし，更に添加量を増加させても単純にガラス形に近づくので，ガラス形成が報告されるような溶融合金の構成能の向上が認められるわけではない．むしろ， Al や Gd造は，第 2 元素を含む SRO2 で特徴づけられる(図( a )参などの第 3 元素を微量添加すると，合金のガラス形成能が照)．また，一般的に第 2 元素として負の混合熱を示す組み著しく向上する結果が得られている(29) ．合金のガラス形成合わせを選択するので， X2 の周囲に M が配置した SRO2能には，一定量の第 2 元素の添加が不可欠であるが，さらは，母金属 M で認められる SRO0 に比べ相対的に安定な集なるガラス形成能の向上には，むしろ第 3 元素( X3 )の添加合体と考えられる．

が効果的である．これは，多数の 3 元系合金のガラス形成

Cu への Zr の添加のような，第 2 元素( X2 )のサイズが母能が，2 元系合金に比べ格段に増大する結果と符合する．母金属 M と大きく違わない場合，添加された X2 は M の一部

金属 M に対しガラス形成に最小限必要な第 2 元素(X2)の添を置換し，2 種類(M および(X2)の元素の稠密ランダム充填加量と，ガラス形成能を各段に向上させる第 3 元素( X3 )の配列が構造の基本となる．(母金属 M が構成する SRO0 は，適量(組み合わせ)に関する定性的な指針は，以下のとおりで第 2 元素の添加量がごく少ない領域に限定される)．そしある(27)．て，ガラス形成が報告されている溶融合金の構造は，主とし

ガラス形成に効果的な第 2 元素( X2 )の添加量は，例て第 2 元素を含む SRO2 (新 SRO 形成効果)で特徴づけられ

えば SRO2 同士が接触する程度に SRO2 数が増えるような，る．また，通常， X2 は M と互いに引き合う傾向(負の混合ガラス形成に最小限必要な Cm2 が基準となる．その上で，熱)の元素を選択するので， X2 を含む SRO2 は， M のみで溶融合金における稠密ランダム充填配列を安定化し，かつ溶構成される SRO0 に比べ相対的に安定な集合体と考えられる融合金中で原子の移動条件についても，結晶核の発生・成長点は同様である．このように，第 2 元素の添加に伴って新の阻害を最大限にする X2 量が最適となる．

SRO(ここでは SRO2)が形成し，母金属の幾何学的に不規則な配列が安定化するとの考え方は，母金属と添加元素とのサ

第 3 元素( X3 )の最適添加量は，複数の SRO2 をつなぎ，より安定な集合体形成する役割を効果的に果たすこと，イズの差，あるいは金属非金属系，金属金属系を問わない

すなわち，第 3 元素の添加は，「複数の SRO 連携効果＝安共通概念として整理できる．また，どちらの場合も，ガラス定な新 SRO 形成効果」を最大限発揮させる量が好ましい．

形成に最小限必要な X2 の添加量(Cm2)が存在するが(28)，こもちろん， M X2X3 の組み合わせにより，ガラス形成能にの Cm2 の値は，「溶融合金の構造を安定化し，結晶核の発及ぼす効果の詳細は異なる．しかし，図 8( b)の場合に即し生・成長を阻害するに十分な数の SRO2 を形成する濃度」とて一例を挙げれば，すべての第 2 元素 X2 が，安定な集合体言い換えることができる．

それぞれに 3 個含まれる混合比で，同時にすべての第 3 元M X2 2 元系に第 3 元素( X3 )を添加した場合，図 8 ( b )の素 X3 が，辺を共有する複数の三角プリズム構造の頂点にあ例のように，例えば，第 3 元素が 2 元系を特徴づける SRO2る 6 個の M(図 7 では Fe)のうちの一つを置き換える割合のの複数をつなぐような「 SRO 連携効果」を果たす可能性が場合が，第 3 元素( X3 )の添加に伴うガラス形成能の増大効

大 で あ る ． こ れ は ， よ り 安 定 な 集 合 体 ( 安 定 な 新 SRO ＝果を最大にする．

SRO3 )の形成を促し，結果的に溶融合金中に SC あるいはMRO (通常，数 nm )を形成する．すなわち，第 3 元素の添.

おわりに加は，「安定な新 SRO 形成効果」を発揮させるのに有効である．言い換えると，サイズも化学的性質も M および X2

本稿は，いわゆる画期的な特性が期待できる先端材料の研と異なる第 3 元素 X3 の添加は，溶融合金の構造に認められ究成果が記されているわけではない．しかし，溶融金属およる幾何学的に不規則な配列の安定化に大きく寄与する．また，び合金が関わる「材料プロセス」は少なくない．しかも最近

M と互いに引き合う傾向(負の混合熱)の第 2 および第 3 元は，原子レベルでの制御が求められる時代である．その意味

素の添加は，揺らぎによって生成された幼核と液体環境相とで，本稿の内容も材料プロセスの基礎の基礎として，何らか

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の役に立つ情報を含んでいると信じている．また，最近の放射光技術や高温計測技術(30) の発展などから，更なる飛躍も期待できる．一方， 2004 年 4 月の国立大学の法人化以降，短期間で成果が期待できる研究プロジェクトやマスコミ受けする研究などへの偏重が認められなくもない．しかし，大学は，国公私を問わず人材養成の役割を着実に果たしさえすれば，教員の自由な発想，好奇心に基づく研究展開が許される多様な価値観を共有できる唯一の場であり続けてほしいものである．
最後に，溶融金属および合金の構造研究を筆者が続けられたのは，お名前を列挙できないほど多くの方々の直接・間接の支援と協力のおかげである．この機会に改めて心より感謝申し上げる．

文献( 1 ) D. Shechtman, I. A. Blech, D. Gratias and J. W. Cahn: Phys.
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★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★
1973 年 3 月

早稲田嘉夫

東北大学大学院博士課程金属材料工学専攻修了(工学博士)
4 月 東北大学助手
1981年 6 月 東北大学助教授
1986年 7 月 東北大学教授
1990年11月 東北大学選鉱製錬研究所長併任
1992年 4 月 素材工学研究所長併任
2001年 4 月 多元物質科学研究所長併任
2002年11月 東北大学副総長(総務担当)併任
2006 年 11 月 国立大学法人東北大学多元物質科学研究所 教授・フェロー
現在に至る
専門分野金属物理，構造解析★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★

本多記念講演