目次
第 25 号 2014 年 12 月

研究ノート
UCoGeにおける強磁性ゆらぎが誘起するスピン三重項超伝導•••••••• 服部泰佑 •••3
磁場勾配によるスピン流の誘起とその観測•••••••••••••••••••••••••••• 田畑吉計•••11
強い電子格子相互作用をもつ有機結晶の多彩な光誘起ダイナミクス•••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• 恩田 健，腰原伸也，矢持秀起•••19『日本物理学会誌 69巻8号 531-540頁(2014年)より許可を得て転載』

短 信
滋賀県立膳所高等学校・京都大学一日研究室実習 報告•••••••••••••••• 松原 明•••29
運営委員会より寒剤供給状況 吉田キャンパス・宇治キャンパス・桂キャンパス ••••••••••••••••• 30
専任教員名簿••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• 32
投稿案内••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• 33
編集後記••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• 34

1

Low Temperature and Materials Sciences (Kyoto University)
Number 25, DECEMBER 2014

Table of Contents
Research Reports

Spin-triplet superconductivity induced by ferromagnetic fluctuations in UCoGe••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• Taisuke Hattori •••3

Observation of Spin Current Induced by the Magnetic-Field-Gradient•••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••

Yoshikazu Tabata •••11

A Variety of Dynamics in Organic Crystals Having Strong Electron-Lattice Interaction
Ken Onda, Shin-ya Koshihara and Hideki Yamochi •••19
Reprinted from Journal of the Physical Society of Japan, vol. 69, No. 8, pp. 531-540 (2014)
under permission from the society.

••••••••••••••••••••••••••••••••••••••

Short Letter
Report on Zeze High School Experimental Practice in LTM Center••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••

Akira Matsubara •••29

From Organizing Committee
Amounts of Cryogen Consumptions : Yoshida Campus, Uji Campus and Katsura Campus•••• 30
Research staffs of the LTM center••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• 32

Call for Manuscript••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• 33
Editor’s Note••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• 34

2

研究ノート

UCoGeにおける強磁性ゆらぎが誘起するスピン三重項超伝導
Spin-triplet superconductivity induced by ferromagnetic fluctuations in UCoGe
服部泰佑
京都大学大学院理学研究科
Taisuke Hattori
Graduate School of Science，Kyoto University
Identification of the pairing mechanism leading to unconventional superconductivity is one of the mostchallenging issues in condensed-matter physics. Recently discovered uranium ferromagnets which showsuperconductivity below the Curie temperature are one of the best system to investigate the role of spin
fluctuations as a glue of Cooper pair. From 59Co NMR measurements on superconducting ferromagnet UCoGe，
we found the positive relationship between ferromagnetic fluctuations and superconductivity with tuning these
physical properties by external fields，indicating the realization of exotic spin-triplet superconductivity inducedby ferromagnetic fluctuations.
1. はじめに超伝導現象の理解は約 60 年前に提唱された BCS 理論によって成される．2 つの電子が対を作って新たな基底状態になるという BCS 理論は，現在も超伝導研究の礎である．しかし，対形成には電子間のクーロン斥力に打ち勝つだけの引力を得る必要があるため，
いかにして引力を得るかが問題になる．
従来の超伝導では電子-格子相互作用が引力となっていたが，近年，その相互作用では説明できない非従来型超伝導が多く見つかり研究が進められている．とりわけ，多くの非従来型超伝導が反強磁性秩
序近傍で出現することから，反強磁性磁気ゆらぎと超伝導の関係については盛んに研究されてきた．
それでは，強磁性と超伝導はどうであろうか？本来，

表 1 ウラン系強磁性超伝導体

超伝導は磁束を排除するマイスナー効果を持つため強磁性とは相性が悪いと考えられる．しかし，2000
年に強磁性体であるウラン化合物 UGe2 で超伝導が発見されたのである Ref. [1]．強磁性と共存する新奇な超伝導状態そのものも興味深いが，本系は磁気ゆらぎと超伝導の関係性を検証する新たな舞台となり得る．

TSC (Pressure)

TCurieRef.

UGe2

0.7 K (1.2 GPa)

52 K

Ref. [1]UIr

0.1 K (2.7 GPa)

46 K

Ref. [2]URhGe

0.25 K (0 GPa)

9.6 K

Ref. [3]UCoGe

0.8 K (0 GPa)

3.0 K

Ref. [4]

これまでに，強磁性下で超伝導を生じるウラン系の強磁性超伝導体として UGe2， UIr， URhGe，
UCoGe が発見されているが（表 1），UCoGe は，常圧において最も高い転移温度で超伝導になり，微視的な測定手段である核磁気共鳴法に適した 59Co 核を含むため，研究に適している．そこで我々はUCoGe における強磁性下で生じる超伝導の詳細を明らかにし，超伝導対形成の引力機構を検証することを目的に，核磁気共鳴法による研究を行ってきた．以前に強磁性と超伝導が微視的に共存していることを報告していたが Ref. [5, 6]，本稿では，UCoGe で見られる特異な超伝導の発現機構について議
論したい．

3

2. 強磁性超伝導体UCoGe
UCoGe の超伝導は，Amsterdam 大学 de Visser 氏のグループにより報告された Ref. [4]．結晶構造は
U 原子が a 軸方向にジグザグ鎖をなしているのが特徴となっている（図 1）．
TiNiSi 型の斜方晶 (Pnma)，
強磁性磁気モーメントは 0.07 μB 程度と小さく，強磁性は遍歴的といえる．三次元的な結晶構造や，異方性の少ない電気抵抗（図 1）に反し，遍歴強磁性は一軸異方性（イジング性）が非常に強く，磁化はほとんど c 軸方向に向くという特徴がある Ref. [7]．また，超伝導に関しても非常に異方的な超伝導．磁化方向である c 軸方向に磁場を加えると超伝導はす
上部臨界磁場(Hc2)が見られる（図 2 Ref. [7, 8]）
ぐ消えてしまうが，磁化と垂直である a，b 軸方向だと非常に強い磁場まで超伝導は保たれるのである．
加えて，b 軸方向に 5 T 以上の外部磁場を加えると，超伝導転移温度が逆に上昇するという振る舞いも報告されていた（図 2 Ref. [8]）．我々は，これらの興味深い超伝導臨界磁場の原因を特定することが，UCoGe における強磁性と共存する超伝導を理解するうえで重要であろうと考えた．

図 2 UCoGe における上部臨界磁場. c 軸方向に小さく a，b 軸方向に大きな臨界磁場 Ref. [8]．

図 1 UCoGe の結晶構造及び各結晶軸方向に測定した電気抵抗 Ref. [19]．

そこで我々は，名古屋大学，佐藤憲昭教授のグループから純良単結晶試料の提供を受け，核磁気共鳴法による研究を行った．試料は東北大学金属材料研究所のアルファ放射体実験室に設置されたテト
ラアーク炉により作製され，約 1.7mm の立方体（55 mg）に加工されている．巨視的な測定から，強磁性転移温度 TCurie は 2.5 K，超伝導転移温度 TSC は 0.6 K 程度と見積もられ Ref. [6, 9]，UCoGe を研究する他グループと同等の質であることを確認した．
3. 核磁気共鳴(NMR)実験
本研究で用いた，微視的測定手法である核磁気共鳴法（NMR）について簡単にまとめる．物質中の原子核スピンのハミルトニアンは，磁場によるゼーマン項 ( �� � ���� � �� ) と，周囲の電場勾配との相互作用により生じる電気四重極項( �� )との和で次式のように書かれる．
� � �� � �� � ���� � �� �

���
�

�

��� ��� � �� � � ����� � ��� ���(1)

ここで，�� は核位置の磁場，�は対象としている原子核の核スピン，γは核磁気回転比を表す．また，

�� 中の��� � ��は物質固有の定数であり，�� は電気四重極相互作用の大きさを，�は対象核周囲の電場
勾配の非対称性を表わす量となる．このハミルトニアンで縮退のとけたエネルギー間隔に等しい振動
磁場を加えることで，核磁気共鳴（Nuclear Magnetic Resonance）が起こるRef. [10]．

4物質中の核の周りには多くの電子があるため，超微細相互作用を通じて，電子の磁気的性質が核スピンに影響を与える．静的な効果として，外部磁場を加えると，核周辺の電子が磁化することによって核位置での磁場に電子からの追加項が加わる．その結果，NMR 共鳴周波数は核単体で存在する場
合からシフトすることになる．このシフトがナイトシフト(K)と呼ばれ，外部からの印加磁場を Hextとすると ࡴ૙ ൌ ࡴୣ୶୲ ሺͳ ൅ ࡷሻ と定義される．ナイトシフトは核周辺の電子の磁化率を選択的に反映するため，微視的な磁化率測定を可能にする．また，NMR では系を励起させて共鳴を起こすが，励起状態が元の熱平衡に戻るまでの時間（核スピン-格子緩和時間 T1）は核周りの電子の動的な磁化率，すなわち磁気ゆらぎを反映する．このように，NMR 測定では原子核スピンを観測することで，超伝導や磁性の発生源である電子の情報を得ることができる．対象核周りの微視的な測定であるとともに，電子を直接観測しているわけではないため，測定により電子系に与える影響が小さいことが大きな利点である．
強い異方性を特徴とする UCoGe に対して，実際に 59Co NMR 測定を行う上で重要になるのが，結晶軸に対する磁場方向の正確な制御である． 59Co 核は(1)式における電気四重極項が存在するため，電場勾配と磁場方向の為す角度によってハミルトニアンは変化する. 以下の測定においてはそれを利用し，NMR 共鳴位置から結晶軸に対する外部磁場方向を正確に見積もった Ref. [9]．
4. 強いイジング性を持つ強磁性

図 3 各軸方向の NMR ナイトシフトの温度依
存性．挿入図は K-χ プロット Ref. [11]．

図 4 核磁気緩和率 1/T1T の温度依存性．挿入図は各軸方向の磁気ゆらぎ及びナイトシフト Ref. [11]．

バルク測定で見られていたイジング性を微視的視点から観測し，超伝導との関係が期待される磁気
ゆらぎについても測定するために，各結晶軸方向の59Co NMRナイトシフト(K)，核磁気緩和率(1/T1)の測定を行った．図3にナイトシフトの温度依存性を示す．異方性は低温で発達するが，磁化容易軸であるc軸方向のみが非常に大きく，イジング的であることが分かる．通常Kは超微細相互作用Ahfとバルク
磁化率χ (q = 0) 用いて，Ki = Ahfi χ + Korbi とかけるため，K- χプロットを行った（図3 挿入図）．ここで，Korbは電子の磁化率における軌道成分の寄与であり，温度依存性を持たない．イジング的な磁化率に反し，Ahfiの異方性は小さく，いずれの方向でも正の値を持っている．これは，異方的なU-5f電子
が，等方的なCo-4s電子の軌道にトランスファーされたものを，Co原子核より観測していることを示
す．つまり，異方性の起源と考えられるU電子の情報を，59Co核を通して捉えているといえる．

5次に，磁気ゆらぎを反映する核磁気緩和率 1/T1T の温度依存性を図 4 に示す．ナイトシフトの場合と同様に，低温で大きな異方性が生じていることが分かる．しかし，ナイトシフトの場合と異なり，
1/T1T は c 軸磁場の時に小さく，a，b 軸磁場の時に大きな値をとっている．これは物理量 1/T1T の性質によるものである．ナイトシフトは測定磁場方向の磁化率を測定するが，1/T1T は次式のように印加磁場方向と垂直方向の磁気ゆらぎ（動的磁化率�"の波数 q に対する総和）に比例するためである．
�１��� � �||��� ���" ��，�� �� ��� �� ∑� ����� � �
� ��

��

�

�" ��，�� �� ���� � �

��

�

(2)

見易くするために，各磁場方向における 1/T1T 測定から，各結晶軸方向の磁気ゆらぎ（� � ≡∑��|���� |��" ��，�� ���� � ）を取り出した結果を図 4 の挿入図に示す．各結晶軸方向の磁気ゆらぎ（� � ）は波数 q~0 の磁化率を見るナイトシフトと良く対応していることが分かる．これらのことは UCoGe

における磁気ゆらぎは，波数 q~0 のイジング的な強磁性揺らぎが支配的であり，c 軸方向を向いた磁化が伸び縮みするタイプ（縦磁気ゆらぎ）であることを意味する．

このような強磁性ゆらぎは，スピンが平行に揃って対を成すスピン三重項超伝導の引力になり得る
ことが多くの理論研究から指摘されており Ref. [12-18]，特に平行スピンと強磁性ゆらぎが同じ方向をもつスピン三重項超伝導が好ましいと考えられていた．これは，横方向の揺らぎは三重項超伝導対を破壊する効果として働いてしまうためである．このことから，強磁性磁気ゆらぎと超伝導の間の直接的な相関を調べていくうえで，この特徴的な縦ゆらぎについて詳細に調べていくことが重要と考えられる．そこで，図 4 における 1/T1T のピーク付近に見られる a と b 軸間の違いに注目したい．これは，
図 4 に示す b 軸磁場測定は，磁場方向のミスアライメントが a 軸と比べ僅かながら大きく，磁場に c
軸成分が入っている状況で測定したためである．ごくわずかな c 成分の磁場で揺らぎの性質が大きく変わってしまうことに着目し，このイジング磁気ゆらぎの磁場方向依存性を詳細に調べた．
5. 平行磁場で抑制される磁気ゆらぎと超伝導

図 5 各温度における 1/T1T の磁場方向依存性．実線は磁気ゆらぎに磁場依存性がないと仮定してフィットしたもの（本文式）Ref. [19，20]．

図 6 (a) T = 1.7 K における bc 面内の 1/T1 の角度依存性．(b) 横軸を角度から磁場の c 軸への射影成分�� � �sin� に変換したもの Ref. [19，20]．磁気ゆらぎが Hc でよくスケールされている．

イジング異方性の強い特徴的な磁気ゆらぎと超伝導との関係を調べるため，単結晶を磁場中で回転
強磁性ゆらぎが十分に発達していない高温 Tすることにより 1/T1T の磁場方向依存性を詳細に調べた．
= 20 K，異方性が大きくなってくる T = 4.2 K， 強磁性転移後の T = 1.7 K， 超伝導転移直上の T = 0.6 K
において角度依存性を測定した（図 5）．T = 20 K ではなだらかな角度依存性を示し，各軸方向の 1/T1の射影成分をとった ���� ��� � ���� ��||�� cos � � � ���� ��||�� sin� � の式で説明することができる．
6

しかし，より低温での角度依存性は非常に急峻なものとなり，上記の式では説明ができない．これは低温で磁気ゆらぎに磁場依存性が生じたことを示している．より詳細に調べるため，今度は磁場の大きさを変化させながら角度依存性の測定を行ったところ，より強い磁場で測定するとより急峻なものになった（図 6 a）
．しかし，興味深いことに，角度(ߠ)を c 軸方向の射影磁場(‫ܪ‬௖ ൌ ‫)ߠܪ‬に焼き直．このことは c 軸方向の磁場がこの物質の特徴
すと 1/T1 は良くスケールすることが分かった（図 6 b）

的な磁気ゆらぎを支配する共役場となっており，強い異方性を持った特異な磁気ゆらぎは共役場であるこの c 軸方向の磁場で強く抑制されることを意味する．この特異な磁気ゆらぎは，T = 20 K では見られていなかったため，強磁性の発達とともに成長するといえる．加えて，強磁性の磁気秩序が起こった後も，この強磁性ゆらぎは磁気秩序で消失するわけではなく，超伝導転移温度直上である T = 0.6
K においても残っていることに注意したい．これは，TCurie が低く，磁気モーメントが小さいことに起因すると考えられるが，超伝導との関係を考えるうえで重要な事実である．
ここで興味深いことは，この c 軸方向の磁場で抑えられる磁気ゆらぎと超伝導がどのように関係しているかである．そこで，交流磁化率測定から超伝導上部
臨界磁場 Hc2 の磁場方向依存性を調べ，H c 依存性にスケー
ルして同じ図の上にプロットした．すると，超伝導が生じるのは強磁性磁気ゆらぎが発散的に増大しているところでのみであることが明らかになった（図 7 斜線部）
．加えて，
京都大学，凝縮系理論グループの多田氏，藤本氏，川上氏
らは，実験で観測された強磁性ゆらぎがスピン三重項超伝
導の電子対形成の引力の役割をしているというモデルに基づいた計算シミュレーションを行い，実験結果で得た Hc2の振る舞いをよく再現することを確認した Ref. [19, 21]．
これらの結果は，実験・理論の両面から，強磁性縦ゆらぎを介したスピン三重項超伝導の実現を示唆するものである．

図7 磁気ゆらぎと超伝導臨界磁場のHc依存性．磁気ゆらぎが発散しているところでのみ超伝導が生じる Ref. [19, 20]．

6. 垂直磁場で増強される磁気ゆらぎと超伝導
磁化方向（c 軸）の磁場が超伝導を簡単に壊してしまうのは，対形成の引力である強磁性縦ゆらぎを消してしまうからだと考えると理解しやすい．すると，磁化困難軸である a，b 軸方向に磁場をかけた場合の超伝導臨界磁場の振る舞いについても，磁気ゆらぎを介して理解することはできるのであろうか？磁場を b 軸方向に加えた場合，超伝導転移温度が徐々に上昇していた．磁気ゆらぎが超伝導に重要であるならば，磁気ゆらぎの変化によっては超伝導の増強も考えられる．このような考えのもと，
超伝導発現に重要な強磁性縦ゆらぎと直交する結晶軸（a, b 軸方向）に強い磁場（μ0H < 12 T）を印加したときの強磁性縦ゆらぎを調べた．
図 8 に様々な磁場下で測定した 1/T1T の温度依存性を示す．UCoGe における磁気ゆらぎはそのほとんどが c 軸成分であり，1/T1T は測定磁場と垂直方向の揺らぎを合算したものになるため，図における1/T1T はほとんど c 軸方向のゆらぎを観測していることになる．この磁気ゆらぎは温度を下げていくとピーク値を取っているが，このピーク温度が各磁場下での強磁性転移温度 TCurie に対応する．興味深い
ことに，磁場を a 軸に印加したときは強磁性転移温度に磁場依存性は見られないが，磁場を b 軸方向に印加したとき強磁性転移温度が徐々に下がっていくことが分かる（図 8, 9）．その結果，T = 2 K（今7回の測定の最低温度）における 1/T1T は磁場を加えることによって増加していることが分かる（図 9
挿入図）．これに対し，超伝導も磁場を b 軸方向に印加した場合のみ超伝導転移温度が増大するのであった（図 2 Ref. [8]）．これらの結果は，b 軸に磁場を印加することにより強磁性転移温度が抑制され，低温における強磁性ゆらぎが増大することにより超伝導転移温度が上昇していることを示している．
すなわち，垂直磁場の結果は，強磁性ゆらぎと超伝導との間に正の相関があることを新たに見出したものであり，前節に述べた強磁性磁気ゆらぎを引力機構とした非従来型超伝導が実現していることを確証するものといえる．

図 9 強磁性転移温度 TCurie の磁場依存性．挿入図は T = 2 K における磁気ゆらぎの磁場依存性 Ref. [22]．
図 8 様々な磁場下における 1/T1T の温度依存性の磁場依存性 Ref. [22]．

7. 超伝導下におけるスピン磁化率
強磁性と共存し，強磁性ゆらぎで引き起こされる超伝導では，スピン三重項状態が期待される．
UCoGeの超伝導状態におけるスピン磁化率を直接的に測定し，スピン状態を決定するために，超伝導状態における自発磁化と垂直方向（a, b軸）のNMRナイトシフトについても測定した．その結果，ナイトシフトは常伝導状態から殆ど変化せず，自発磁化と垂直方向のスピン磁化率は超伝導転移に伴い殆ど変化しないことが明らかになったRef. [23]．この結果を定量的に解析し，提唱されている理論Ref.
[24]と比較すると，確かにスピン三重項超伝導の実現を示唆するものであったRef. [23]．この結果は超伝導に強磁性磁気ゆらぎが重要であるという上記の成果を裏付けするものといえる．ここでは詳細は省かせて頂いたが，本成果については論文Ref. [23]を参照していただきたい．
8. おわりに
ここで紹介した結果は，強磁性体がまさに強磁性体であるが故に超伝導にもなるという新しい超伝導発現機構を初めて検証したものである．他の磁性-超伝導共存物質の性質を理解する上で重要であるとともに，磁気ゆらぎを発現機構とする新たな超伝導物質の探索にも指針を与えることを期待したい．
また，全体で有限の磁化を持つ強磁性体中でのスピン三重項超伝導の実現を示した本研究は，電荷のみでなく有限の磁気モーメントが抵抗なく流れる新奇量子状態の実現を確認したものともいえる．

8

しかしながら，未だ興味深い課題も残っている．UCoGe に静水圧力を加えていくと，強磁性は消失
するが超伝導は生き残り，強磁性が消える圧力で超伝導転移温度は最大値をとるのである Ref. [25]．
すなわち，これまでは“磁場”によって強磁性と超伝導を制御して両者の相関を調べたが，“圧力”で制御した研究を進めることで，特異な超伝導状態についてより深い理解が得られるであろう．
また，UCoGe に限らずウラン系強磁性超伝導体（表 1）は，強磁性臨界点近傍で超伝導が生じる稀有な例であり，その物性は磁場や圧力といった外部からの刺激に非常に敏感である．そのため，磁気的な性質と超伝導との関連性を研究する上で絶好の系であり，今後の更なる発展が期待される．
謝辞
本研究成果は，石田憲二教授，大田哲也氏，井原慶彦氏（現 北海道大学理学研究院 講師），杉本大輔氏，軽部皓介氏，中井祐介氏（現 首都大学東京理工学研究科 助教），出口和彦助教，佐藤憲昭教授（名古屋大学理学研究科），佐藤伊佐務准教授，山村朝雄准教授（東北大学金属材料研究所）との共同実験によるものです．また，藤本聡准教授（現 大阪大学基礎工学研究科 教授），多田靖啓氏（現 東京大学物性研究所 助教），池田浩章助教 （現 立命館大学理工学部 教授）には理論的なコメントを，
米澤進吾助教・前野悦輝教授をはじめとした固体量子物性研究室の皆様には有用なアドバイスやディスカッションをしていただきました．新学術領域研究「重い電子系の秩序化」，基盤 S「価数不安定性をもつアクチノイド化合物に特有の新奇量子状態の研究」，グローバル COE プログラム「普遍性と創造性から紡ぐ次世代物理学」，基盤 A「磁気相と共存・競合関係にある強相関電子系超伝導体の研究」の支援を受けており，筆者は特別研究員として日本学術振興会からの支援も受けています．本研究は大量の寒剤を必要とするものであり，京都大学低温物質科学研究センターの方々からの液体ヘリウ
ム・窒素の供給なしでは成り立たないものでした．この場をお借りして厚く御礼申し上げます．
参 考 文 献[1] S. S. Saxena et al.，Nature 406，587 (2000).
[2] T. Akazawa et al.，J. Phys.: Condense. Matter 16，L29 (2004).
[3] D. Aoki et al，Nature 413，613 (2001).
[4] N. T. Huy et al.，Phys. Rev. Lett. 99，067006 (2007).
[5] 大田哲也 他，京都大学低温物質科学研究センター誌 13，10 (2008.)[6] T. Ohta et al.，J. Phys. Soc. Jpn. 79，023707 (2010).
[7] N. T. Huy et al.，Phys. Rev. Lett. 100，077002 (2008).
[8] D. Aoki et al.，J. Phys. Soc. Jpn. 78，113709 (2009).
[9] T. Hattori et al.，J. Phys. Soc. Jpn. 80，SA007 (2011).
[10] 例えば，朝山邦輔，裳華房，“遍歴電子系の核磁気共鳴-金属磁性と超伝導-”(2002)．
[11] Y. Ihara et al.，Phys. Rev. Lett. 105，206403 (2010).
[12] D. Fay and J. Appel，Phys. Rev. B 22，3173 (1980).
[13] P. Monthoux and G. G. Lonzarich，Phys. Rev. B 59，14598 (1999).
[14] T. R. Kirkpatrick et al.，Phys. Rev. Lett. 87，127003 (2001).
[15] Z. Wang et al.，Phys. Rev. Lett. 87，257001 (2001).
[16] R. Roussev and A. J. Millis，Phys. Rev. B 63，140504(R) (2001).
[17] A. V. Chubukov et al.，Phys. Rev. Lett. 90，077002 (2003).

9

[18] S. Fujimoto，J. Phys. Soc. Jpn. 73，2061 (2004).
[19] T. Hattori et al.，Phys. Rev. Lett. 108，066403 (2012).
[20] T. Hattori et al.，J. Phys. Soc. Jpn. 83，061012 (2014).
[21] Y. Tada et al.，J. Phys.: Conf. Ser. 449，012029 (2013).
[22] T. Hattori et al.，J. Phys. Soc. Jpn. 83，073708 (2014).
[23] T. Hattori et al.，Phys. Rev. B 88，085127 (2013).
[24] V. P. Mineev，Phys. Rev. B 81, 180504 (2010).
[25] E. Slooten et al.，Phys. Rev. Lett. 103，097003 (2009).
著者略歴
服部 泰佑（Taisuke Hattori） 日本学術振興会 特別研究員(PD)1986年 兵庫県生まれ
2009年 京都大学理学部卒
2011年 京都大学理学研究科 修士課程修了
2013年 日本学術振興会 特別研究員 (DC2)2014年 京都大学理学研究科 博士課程修了， 理学博士
2014年 4月より現職

10

磁場勾配によるスピン流の誘起とその観測
Observation of Spin Current Induced by the Magnetic-Field-Gradient田畑吉計
京都大学大学院工学研究科材料工学専攻
Yoshikazu Tabata
Department of Materials Science and Engineering, Kyoto University,
Here we report on an attempt to observe the inverse spin Seebeck effect, namely, a generation of thetemperature-gradient by the magnetic-field-gradient-induced spin current. We performed an accurate
temperature-gradient measurement of the archetypal antiferromagnet MnF2 with an application of themagnetic-field-gradient. In the antiferromagnetic temperature region, the significant temperature-gradientproportional to the magnitude of the magnetic-field-gradient was observed. This may be the first observation of
the inverse spin Seebeck effect.

1. はじめに
本稿では，我々がここ数年取り組んでいる，「磁場勾配誘起スピン流の逆スピンゼーベック効果による観測」について紹介する．
スピン流とは，スピン角運動量の流れであり，近年のスピントロニクス分野における中心的トピッ
クスとして盛んに研究されている[1]．スピン流には，スピン流の関わる新現象に対する物理的理解と，それらを応用した新技術の開発という基礎と応用の双方の観点から注目が集められている．スピン流の関わる新現象の例としては，導体中のスピン軌道相互作用によるスピン流と電流の相互変換である「スピンホール効果」（及びその逆効果）[2]や，温度勾配によるスピン流の誘起である「スピンゼー
ベック効果」[3]などがある．また，新技術への応用例としては，スピンホール効果を利用した，絶縁体を介した熱損失無しの電気信号の伝達や，スピンホール効果とスピンゼーベック効果を組み合わせた，（廃熱などを利用した）温度差発電，などが考えられ，実験的に確認されてもいる．スピン流に関する研究のここ十年ほどの発展は素晴らしく，詳細は[1]に挙げた文献を参照されたい．
2. 局在スピン系におけるスピン流
ところで，基本に立ち戻って考えてみると，絶縁体中におけるスピン流とは，どの様にイメージすれば良いのだろうか？導体中であれば，伝導電子があるため（電荷同様）スピンが流れるのも容易にイメージできる．外場が無ければ試料全体に流れるマクロなスピン流は 0 になるが，何らかの理由で上向きスピン電子と下向きスピン電子にアンバランスが生じると，正味のスピン流が生じる．例えば，強磁性金属であれば，上向きスピン電子と下向きスピン電子の数密度に差があるため，電場をかけて電流を流すとスピン流も同時に流れる（スピン偏極電流）．他にも，Pt など原子番号の大きい金属に電流を流すと，強いスピン軌道相互作用により上向きスピン電子と下向きスピン電子の運動方向が逆

11

方向に曲げられ，電流と垂直にスピン流が流れる（図 1(a)参照）．これが前出のスピンホール効果である．
絶縁体中では，スピンは各原子に局在しているため，スピンそのものが空間的に動いてスピンの流れをつくることはない．絶縁体中のスピン流は，スピン間相互作用を通じてスピンの一部が隣に受け渡されるかたちで流れる．いわばスピンのバケツリレーである．これを，隣り合うスピン間に交換相互作用の働く 1 次元スピン系をモデルに，もう少しちゃんと考えてみよう．ハミルトニアンは，H  J  Si  Sj  g B  H i Siz(1)と与えられる．この系では全スピンの z 成分  Siz は保存されるので，各サイトのスピンの z 成分 Siz に対し，連続の式
Sizzz ( ji,i1
 ji,i1
)0
(2)
t
z
が成り立つ．ここで， ji,i はサイト i から i+へと流れるスピンの z 成分を表すスピン流演算子である．この式(2)と Siz の Heisenberg の運動方程式

Siz 1  zyxyx Si , H   J  Six Si1
 Siy Si1
 J  Six Si1
 Siy Si1


t i

(3)

とを比較すると，スピン流演算子は
x y
y x
z
ji,i
  J  Si Si,i  Si Si,i (4)と定義できる．この様に局在スピン系におけるスピン流は，着目しているスピン成分（上の場合は z成分）に垂直な面内のスピン成分の運動によって運ばれる（図 1(b)参照）．磁気秩序状態のスピンの面
内成分の運動はマグノンによって記述できることから，局在スピン系のスピン流のキャリアはマグノンと考えることができる．また，磁場の勾配 H i  H i がスピン流を誘起し，スピンの z 成分の勾配を作ろうとすることもすぐ分かる．つまり，静電ポテンシャルの勾配である電場が電流を誘起するように，磁場勾配がスピン流を誘起する“共役な外場”になっているのである[4]．

図 1 (a) スピンホール効果の概念図．スピン軌道相互作用により，上向きスピン電子と下向きスピン電子の軌道が逆方向に曲げられる．(b) 絶縁体におけるスピン流の概念図．スピン間相互作用により，面内ス
ピンの運動により，スピンの垂直成分が隣のサイトに受け渡されて行く．

3. 熱スピン効果
それでは，実際に磁性体に磁場勾配を印加してスピン流が誘起されるのを観測できるだろうか？
スピン流研究で，スピン流の検出に良く用いられる手法は，磁性体にスピン軌道相互作用の強い常磁性金属（Pt が良く用いられる）を蒸着し，磁性体から常磁性金属に注入されるスピン流を逆スピン

12ホール効果で電圧に変換し測定する，というものである．しかし，この手法では磁性体から常磁性金属へのスピン注入が界面の状態に強く依存するなど，バルク試料での実験には不向きである．
我々は，熱スピン効果による間接的な磁場勾配誘起スピン流の観測を試みた．スピンゼーベック効
果に見られるように，熱（エントロピー）に共役な外場である温度の勾配によって熱流のみならずス
ピン流も誘起される．これは，スピン流のキャリアである伝導電子やマグノンが熱のキャリアでもあることに起因するが，この様なスピンと熱の相互変換を（熱電効果になぞらえて）熱スピン効果と呼ぶ．この熱スピン効果により，試料に磁場勾配 B と温度勾配 T がある場合のスピン流 JS と熱流 J T
は，(5)と書ける[5]．式(5)の第一式の右辺の第一項は磁場勾配によって誘起されるスピン流であり，  S は電流における電気伝導率に相当する輸送係数で，スピン伝導率と呼ばれる．第二項はスピンゼーベック
効果を表し， S はスピンゼーベック係数である．第二式の第一項は，磁場勾配によって誘起される熱流を表し，Onsager の相反定理によりスピンゼーベック効果の項と同じ係数を持つ．第二項は通常の熱伝導の項で， は熱伝導率である1．今，磁性体の一端を熱浴に取り付け，温度勾配が自由に生じる
ように他端を熱的に浮かせた状態にして，磁場勾配をかけることを考える．磁場勾配によってスピン流が流れようとするが，同時に熱流も発生し，温度勾配が生じる．基本的に，磁性体の外にスピン流が成り立っていると考えられ2，試料両端に温は漏れないので，定常状態では度差 T が発生する．試料内の温度勾配と磁場勾配は十分緩やかで， S ,  S ともに試料内の位置に関わらず同じ値をとるとすると，試料両端の磁場の差 B と T の間には，

T  SB

S 

1

S

(6)

の関係が成り立つ．つまり，磁場勾配によってスピン流が磁性体中を流れるのであれば，定常状態で磁場勾配に比例した温度勾配が発生し，その比例係数はスピンゼーベック係数の逆数になっている．
この，磁場勾配によって温度差が発生する現象は，丁度スピンゼーベック効果の逆効果になっており，「逆スピンゼーベック効果」と呼べるものである．我々は，この逆スピンゼーベック効果による温度差の観測を試みた．
4. 実験装置
図 2 に，測定装置の概略図を示す．試料への磁場の印加は，磁気天秤用勾配マグネット（Oxford Ins.）を使用している．このマグネットでは，ソレノイドコイルと逆ヘルムホルツコイルによって空間的に一様な磁場と磁場勾配を独立に印加できる仕組みになっている．マグネット中央部に，温度可変インサート部があり，ここに測定用プローブをセットする．通常，この空間に熱交換ガス（He ガス）を導入してプローブの冷却を行うが，本実験では真空排気してあり，プローブをインサート部の内壁と1

この式では，通常の熱電効果における伝導率，ゼーベック係数と同様にスピン伝導率，スピンゼーベック係数を定義している．
2
試料に取り付けた温度計やそのリード線，熱浴との熱のやり取りはあるはずなので，試料に流れる熱流は0 になるとは限らない．従って，この磁場勾配に付随して温度勾配が発生した状態は平衡状態ではなく，非平衡定常状態である．

13

直接接触させることにより冷却を行っている．
図 3(a)に，測定用プローブの試料部の写真を示す．図中の赤点線で囲った部分に（透明で見にくいが）試料がある．熱浴の役割を果たす銅柱に試料ホルダーとなる銅板をネジで固定し，そこに試料の下部（図中では左部）を GE ワニスを使って取り付けている．試料ホルダーとの熱接触を良くするために，アルミ箔を試料下部を覆うように取り付けてある．実際の装置の上下方向（以下， x 方向とする）が図では水平方向になっており，一様バイアス磁場( B )および磁場勾配( dB / dx )は，図の水平方
向に図 3(b)に示したようにかかる．図では磁場勾配が誇張されて描かれているが，実際には試料両端での磁場の差は小さく，一様バイアス磁場を試料全体にかかっている磁場，それに加えて十分緩やかな磁場勾配がスピン流を流すための独立な外場としてかかっている，と看做せる状況になっている．
磁場勾配印加によって試料の両端に発生する温度差( T )は，上下両端の温度を別々の温度計で測定する．温度計には，低温下・磁場中で測定することを考慮して，磁場依存性が弱く低温での感度の高い，Cernox温度計（LakeShore社）を使用した3．ハーメチックセラミックパッケージタイプの温度計
A(CX-1050-SD)を，試料ホルダーの銅柱に接触した部分に取り付け，温度コントロールを行いながら，試料下部の温度( TA )を計測する．この温度を，測定時の試料の温度( T  TA )とする．試料上部の温度( TB )は，ベアチップタイプの温度計B(CX-1050-BC)を試料に直接取り付けて計測する．温度計の読みと制御には，LakeShore社の温度コントローラLS336を使用した．

図 2 実験装置の概略図。A:メインマグネット, B:
勾配マグネット，C:液体 He 層，D:液体 N2 層，E:
温度可変インサート（VTI），F:測定用プローブ挿
入部, G:測定用プローブ，H:真空排気用ポート，
I:液体 He 減圧用ポート，J:液体 He トランスファ
ー口, K:ニードルバルブ，L:熱アンカー，M:熱アンカー（VTI 底部にバネで押し付けてある），N:
試料部（図 3 を参照）

314

図 3 (a) 測定用プローブの試料部の写真（試料として MnF2 を取り付けた状態）．図の右方向が実際のプローブの上方向に対応している．(b) 試料部にかかる磁場の様子を示した
もの．一様バイアス磁場に，図中右方向（実際には上方向）に向かって磁場が線形に大きくなる磁場勾配がかかっている状態を示している．

但し，後の記述にある通り，本実験では Cernox 温度計と謂えどもその磁場依存性を完全には無視できない．

図 4 (a) MnF2 の結晶構造と磁気構造．(b)
磁場を磁化容易軸である c 軸方向にかけた場合の磁化の温度変化．

図 5 (a) 交流磁場勾配(振幅 8 T/m, 周波数 0.5mHz) (b) (a) の 磁 場 勾 配 を 印 加 し た 際 のにおける温度差変化．なお，
図では 5 周期分のみを示しているが，実際には 20 周期分の時間に渡って測定を行っている．

現実の物質に対する式(5)の形で定義されたスピンゼーベック係数の見積り，というものは一切無い
ので，実際にどの程度の温度差が磁場勾配によって誘起されるかは全く分からないが，（普通に考えて）非常に小さい事が予想される．そこで，微小な温度差でも精度良く捉えることができるように，
磁場勾配を交流で印加し，温度差を時系列で計測し，交流磁場勾配と同じ周波数成分のみを取り出すことで，通常の測定ではノイズに埋もれてしまうような小さな温度差を精度良く測定することを試みた．
今回，磁場誘起スピン流による逆スピンゼーベック効果を観測するための試料として，反強磁性体
MnF2( TN  67.2 K )を用いた．MnF2 は，典型的な局在スピン反強磁性体として磁性の教科書にほぼ必ず載っている物質で，磁性体の“標準試料”と看做せ4，今回の様に，誰もやったことのない実験を最初に行うための試料として，非常に適している．結晶構造は正方晶ルチル構造（P42/mnm）であり，反強磁性状態で各 Mn スピンは c 軸方向を向いており，図 4(a)に示した通りのコリニアな磁気構造をとる[6]．図 4(b)に，今回測定した単結晶試料の c 軸方向の磁化の温度依存性を示すが，過去の報告と良く一致している．また，試料由来ではない，2 つの温度計を用いたことに起因する“見かけの温度
4

他の標準的な磁性体試料として，スピンゼーベック効果の測定にも使用されている強磁性体 YIG 等が考えられるが，強磁性体では磁場や磁場勾配印加による磁壁の運動などが生じ，それによる温度差の誘起などが生じる恐れがある。これはこれで興味深い現象であるが，本研究の目的からは少し逸れるため，その様な恐れの無い反強磁性体を本研究では使用した．

15

差”を見積もるために，非磁性体のイットリア安定化ジルコニア（YSZ）単結晶を用いた測定も行った5．
5. MnF2 における逆スピンゼーベック効果
図 5(a)に，実際に試料に印加した磁場勾配の波形( dB / dx  G(t)  G0 sin  0 t )を，図 5(b)に，そのとき試料両端に生じた温度差( T (t)  TA (t)  TB (t) )を示す．
図は，T ( TA )  30 K にコントロールして，一様バイ
アス磁場 B  3 T をかけたときのもので，磁場勾配の振幅は G0  8 T/m ，周波数は  0  0.5 mHz である．
両図を見比べると，交流磁場勾配と同じ周波数で温度差の応答が現れているのが分かる．これをより明瞭な形で見るために，温度差 T (t) をフーリエ変換
したものを，図 6(a), (b)に示す．(a)は交流磁場勾配と同位相の成分 a(  ) ，(b)は  / 2 だけ位相がずれた成  ) の周波数依存性である．これを見ると，(I)分 b(  ) には交流磁場勾配と同じ周波数(   0.5 mHz )a(に鋭い負のピーク(  0.15 mK )があり，交流磁場勾  ) には目配印加による負の温度応答がある，(II) b(
立ったピークは無く，（0.5 mHz という周波数では）温度応答の遅れはない，(III) 交流磁場勾配の定数倍の周波数   2 0 , 3 0 , 4 0 , の応答は無く，磁場勾配に対する応答は線形である，といったことが分かる．また，この測定により，(IV) 約 0.01 mK 程度の図 6 図 5(b)の温度差変化をデジタルフーリエ変換したもの．(a) 交流磁場勾配と同位相成分，(b)位相がずれた成分．

誤差で温度差を観測できることも分かる．
この様な測定を，温度，一様バイアス磁場を変えて行い，YSZ を用いて見積もった見かけの応答を差し引いてまとめたものが，図 7 である．どの温度磁場でも，交流磁場勾配に対する応答の遅れはほ  ) だけを解析の対象とし，MnF2 および YSZ の結果 a MnF2 , a YSZ から，
とんど見えないので， a(S a MnF2 ( 0 )  a YSZ ( 0 )
G0 L

(7)

の様に逆スピンゼーベック係数 S を求めた．L (  2 mm) は試料の実効的な長さ(温度差を測定している試料ホルダと温度計 B との距離)である．図 7 は，この S を温度で割った S / T の一様バイアス磁場依存性を示したものである．測定温度は， T  90 K (  TN ) , T  30, 50 K (  TN ) の 3 点である．ど5

16

Cernox 温度計の磁場依存性は小さいが，磁気抵抗による温度の読みのずれがあることはある．本実験で使用している 2 つの温度計 A, B の磁気抵抗は全く同じではないため，各温度計の磁場依存性の違いによる見かけの温度差が生じる．また，図 3(a)を見ると分かるが，温度計 A,B の位置は x 方向に僅かに（1 mm程度）ずれている．磁場勾配をかけると，この位置のずれにより温度計 A,B に異なる大きさの磁場がかかり（最大で約 100 G），それによるずれも生じる．これらの原因による見かけの温度差を見積もってみると， T / T  10 6 程度と非常に小さいが，本実験ではこの程度の小さい温度差を問題にしているので，非磁性体を使って測定しておく必要がある．

の温度でも， B  0 T では S / T  0 T 1 であるが，有限磁場での振舞が異なる．常磁性状態である

T  90 K では磁場をかけても温度の応答は現れず， S / T  0 T 1 のままである．一方，（十分 TN より温度が低い）反強磁性状態である T  30 K では磁場をかけると負の温度応答が現れ，1 T 以上では

S / T  6 105 T 1 とほぼ一定の値をとっている．次に，同じく反強磁性状態であるが， TN に近い
T  50 K を見ると，2 T までは T  90 K 同様ほぼ S / T  0 T 1 で，3 T で僅かに正の値をとっている．
しかし，誤差も大きく有限の値をとっているかどうかは微妙で，30 K の結果と比較すると，温度応答が現れているとは言い難い．まとめると，(i) 零磁場では磁場勾配印加による温度応答は無し，(ii) 磁場をかけると，(ii-a) 反強磁性領域では負の温度応答が出現するが，(ii-b) 常磁性領域あるいは反強磁性領域でも転移温度に近くなると温度応答はほとんど現れない，という結果となった．
これらの結果は，反強磁性体で期待される振舞とコンシステントである．反強磁性体では，零磁場では上向きスピンと下向きスピンが同じ数あるため，磁場勾配をかけても正味のスピン流は流れない．
そのため温度差が生じることもなく， S  0 になる．磁場をかけると，この打ち消しのバランスが崩れるためスピン流が流れるが，常磁性状態や，反強磁性状態であっても転移温度付近ではマグノンの寿命がスピン流を伝えられるほど長くな
くやはり S  0 のまま，一方，マグノンの寿命が十分長くなる低温では S が有限となる，と予想される．また，反強磁性状態
では，磁化は磁場方向のスピンの熱平均が伸び，逆向きスピンの熱平均が縮むことによって現れ，スピン流を担うのは，主に磁場によって縮む磁場と逆向きスピンのゆらぎである．そのため，磁場勾配 B と温度勾配 T によって誘起されるスピン流の向きが同じになり，両者が打ち消し合う定常状態では磁場勾配と温度勾配の向きが逆，つまり S  0 となると考えられる（図7 挿入図参照）6．実験結果もまさにその通りになっている．
6. まとめにかえて以上の結果は，磁場勾配誘起スピン流による逆スピンゼーベック効果が起こっている，と看做しても良いだろうか？ 残念ながら，まだそうとはっきり言える段階にはない．観測された温度応答の振舞は，反強磁性体で期待される振舞と矛盾してはいない．しかし，測定温度点数や磁場範囲は十分ではなく，「期待される通りである」
6

図 7 逆スピンゼーベック係数 を温度で割ったものの磁場依存性（実線は guide to eyes）．左上の挿入図は，反強磁性体で磁場勾配，温度勾配を印加した場合のス
ピン流の流れる様子を示したもの．

熱電効果で，電子がキャリアの場合ゼーベック係数が負になるのと同じ理屈である．

17

と断言はできるほどの結果は得られていない．また，観測している温度差は非常に小さく，実験上のアーチファクトである可能性もある．再現性も含め，今後さらに実験を進めていく必要がある．
謝辞
本研究は，京都大学大学院工学研究科材料工学専攻磁性物理学研究室のメンバー（中村裕之教授，
和氣剛助教，多くの大学院生）との共同研究である．特に，高橋顕（現 産業技術総合研究所），栗山公威（現 日揮株式会社），山田広信（現 島津製作所），妹尾岳彦（修士 2 回生）の 4 名は，修士課程在学中に本研究に参加し，中心となって実験を遂行して頂いた．深く感謝致します．
また，本実験の遂行には，液体ヘリウム，液体窒素が欠かせず，日頃からその安定供給にご尽力頂いている LTM センターに，この場を借りて厚く御礼申し上げます．
参 考 文 献[1] S. Maekawa et al., J. Phys. Soc. Jpn. 82, 102002 (2013)., G. E. W. Bauer et al., Nature Materials 11, 391(2012).
[2] Y. Kato et al., Science 306, 1910 (2004)., S. O. Valenzuela and M. Tinkham, Nature 442, 176 (2006).
[3] G. E. Bauer et al., Phys. Rev. B 81, 024427 (2010)., K. Uchida et al., Nature Mat. 9, 894 (2010).
[4] この辺りの話は，以下の文献を参考にすると良い． L. P. Kadanoff and P. C. Martix, Ann. Phys. 24,
419 (1963)., M. Sentef et al., Phys. Rev. B 75, 214403 (2007)., F. D. M. Haldane and D. P. Arovas, Phys.
Rev. B 52, 4223 (1995).
[5] S. Furukawa et al., J. Phys. Soc. Jpn. 74, 3241 (2005)., F. Heidrich-Meisner et al., Phys. Rev. B 71, 184415(2005)., G. D. Mahan, Many-Particle Physics (Pluenum, NY, 1990).
[6] R. A. Erickson, Phys. Rev. 90, 779 (1953).

著者略歴
田畑 吉計（Yoshikazu Tabata）
京都大学大学院工学研究科材料工学専攻 准教授
2001年
2001年
2001年
2007年
2008年

18

大阪大学大学院理学研究科物理学専攻 博士（理学）
理化学研究所播磨研究所 放射光利用連携研究員
大阪大学大学院理学研究科宇宙地球科学専攻 助手
京都大学大学院工学研究科材料工学専攻 助教
京都大学大学院工学研究科材料工学専攻 准教授（現職）Keywords

531

19

1.

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2.

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20

Vol. 69, No. 8, 2014

533

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Vol. 69, No. 8, 2014

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Vol. 69, No. 8, 2014

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47
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47
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76
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20116

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109

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121

et al.

74
et al.

496

A Variety of Dynamics in Organic Crystals Having Strong
Electron-Lattice Interaction
Ken Onda, Shin-ya Koshihara and Hideki Yamochi

62

71
72
et al.

540

28

104

Vol. 69, No. 8, 2014

短信滋賀県立膳所高等学校・京都大学一日研究室実習 報告
Report on Zeze High School Experimental Practice in LTM Center
松原 明
京都大学低温物質科学研究センター

Akira Matsubara
Research Center for Low Temperature and Materials Sciences, Kyoto University
An experimental practice for juniors of Zeze High school was held on September 15, 2014 in LTM Center,
Kyoto University, as a part of the Super Science High School program of MEXT.
2014 年 9 月 15 日（火）に滋賀県立膳所高等学校のスーパーサイエンスハイスクール（SSH）事業の一環として，京都大学において一日研究室実習が行われた．低温物質科学研究センター（LTM センター）ではその中の「超流動ヘリウム 4 における第 4 音波の音速の測定 －超低温の不思議な世界－」という実験テーマを提供した．
膳所高等学校は 2006 年度以来，文部科学省 SSH 事業の実施校に指定され，2011 年度からはコア SSH（地域中核拠点形成），さらに 2014 年度からは科学技術人材育成重点校に指定されている．SSH では国際的な科学技術人材の育成を目的としており，事業の一環として大学と連携した教育を行い，膳所高等学校では毎年京都大学の複数部局と連携して一日研究室実習を行っている．LTM センターは数年前
より超低温における超流動ヘリウム 4 の物性測定をテーマとする実験課題を提供している．受講できるのは実験室の都合上，一度に 8 名程度までとしている．
当日は午前中に実験に関連する講義と実験内容の説明を行い，午後に実験を行った．内容は超流動ヘリウム中で生じる第 4 音波の音速の測定から超流動成分の密度比の温度依存性を実験的に求めるものである．テーマは本来大学 3回生向けであるが，対象となる高校 2 年生に理解してもらえるように，講義，実験ともに内容を簡略化するなど工夫した．生徒諸君にとっては初めて液体ヘリウムに接する機会であり，多少なりとも興味を持って取り組んでもらえたと思っている．
これまで，このテーマを受講した学生が物理オリンピックや科学甲子園に出場し，優秀な成績を残していると聞いている．今後も良き人材育成に少しなりとも貢献できればと考えている．
滋賀県立膳所高等学校（http://www.zeze-h.shiga-ec.ed.jp）〒520-0815 大津市膳所 2 丁目 11 番 1 号

29運営委員会より寒剤供給状況
吉田キャンパス
液体ヘリウム供給量
平成26年度

単位：リットル

4月

5月

理学研究科・化学

1,503

1,399

996

1,482

908

700

6,988

理学研究科・物理学第一

4,172

3,819

4,645

4,408

5,410

4,961

27,415

理学研究科・共同利用装置

214

239

133

107

0

0

693

0

381

1,126

1,761

871

545

4,684

工学研究科

573

418

681

507

498

420

3,097

医学研究科

576

670

434

424

505

425

3,034

農学研究科

16

141

84

51

73

78

443

人間・環境学研究科

6月

7月

8月

9月

合 計

物質－細胞統合システム拠点

121

284

291

154

106

167

1,123

低温物質科学研究センター・研究部門

3,426

2,849

1,199

2,333

1,129

1,158

12,094

912

820

912

1,211

971

705

5,531

11,513

11,02010,501

12,438

10,471

9,159

65,102

同センター・共同利用装置
合計

液体窒素供給量
平成26年度
4月

5月

6月

7月

8月

9月

合 計

理学研究科・化学（含窒素ガス利用分）

6,393

4,339

4,922

4,954

3,776

4,869

29,253

理学研究科・物理学第一

1,990

2,014

2,396

2,509

2,296

2,067

13,272

理学研究科・その他

983

835

1,209

1,043

1,052

1,031

6,153

人間・環境学研究科

554

736

1,059

696

604

504

4,153

工学研究科

1,687

1,217

2,116

1,466

1,549

1,666

9,701

医学研究科

1,053

1,088

1,057

1,373

1,046

1,289

6,906

農学研究科

2,468

2,152

3,083

2,649

2,446

2,795

15,593エネルギー科学研究科

274

363

426

1,013

249

344

2,669

情報学研究科

10

9

0

11

0

0

30

生命科学研究科

837

981

1,053

1,140

906

1,070

5,987

地球環境学堂

27

26

38

26

31

30

178

再生医科学研究所

283

206

250

196

239

246

1,420

ウイルス研究所

1,129

1,078

1,529

1,149

1,252

1,103

7,240

国際高等研究院

0

118

0

109

0

0

227

環境科学センター

0

8

13

33

18

32

104

放射性同位元素総合センター

294

238

264

324

301

253

1,674

物質－細胞統合システム拠点

1,155

1,041

1,046

1,346

833

1,040

6,461

低温物質科学研究センター・研究部門

526
19,663443
16,892515
20,976482
20,5191,162
17,760357
18,696

3,485
114,506

合30

単位：リットル計宇治キャンパス
液体ヘリウム供給量
平成26年度液体ヘリウム供給量
化学研究所
ｴﾈﾙｷﾞｰ理工学研究所
生存圏研究所
農学研究科
理学研究科
工学研究科
ｴﾈﾙｷﾞｰ科学研究科
低温物質科学研究ｾﾝﾀｰ
産官学連携本部
合計

単位：リットル

4月
1,666
271
0
0
0
0
0
0
72
2,009

5月
1,681
111
0
0
0
0
0
0
160
1,952

6月
1,327
388
53
0
0
0
0
0
129
1,897

7月
1,828
80
0
0
0
0
0
0
130
2,038

8月
1,837
276
0
0
0
0
0
0
94
2,207

9月
1,545
297
0
0
0
0
0
0
50
1,892

7月
3,481
1,601
235
309
0
0
269
266
0
43
6,204

8月
2,819
1,253
251
315
0
0
275
171
0
0
5,084

9月
3,446
1,177
443
211
0
0
397
426
0
19
6,119

7月
109
860
84
381
0
0
87
16
0
1,537

8月

9月

0
513
56
317
57
44
196
0
33
1,216

0
885
44
395
159
67
48
0
0
1,598

合計
9,884
1,423
53
0
0
0
0
0
635
11,995

液体窒素供給量
平成26年度
液体窒素供給量化学研究所
ｴﾈﾙｷﾞｰ理工学研究所
生存圏研究所
農学研究科
防災研究所
理学研究科
工学研究科
ｴﾈﾙｷﾞｰ科学研究科
低温物質科学研究ｾﾝﾀｰ
産官学連携センター
合計

単位：リットル

4月
2,506
1,156
349
286
0
0
79
163
0
108
4,647

5月
3,226
1,425
420
335
7
0
113
417
0
29
5,972

6月
3,329
1,646
338
293
0
0
279
272
0
157
6,314

合計
18,807
8,258
2,036
1,749
7
0
1,412
1,715
0
356
34,340

桂キャンパス
液体ヘリウム供給量
平成26年度液体ヘリウム供給量
工学研究科･原子核工学専攻
工学研究科･電子工学
工学研究科･材料化学
工学研究科･物質エネルギー化学

工学研究科･分子工学
工学研究科･高分子化学
工学研究科･合成･生物化学
工学研究科･化学工学
物質-細胞統合ｼｽﾃﾑ拠点
合計

単位：リットル

4月

5月

6月

65
572
100
391
91
52
36
34
0
1,341

48
337
0
419
98
52
291
0
0
1,245

46
607
73
391
230
71
26
0
33
1,477

合計
268
3,774
357
2,294
635
286
684
50
66
8,414

液体窒素供給量
平成26年度
液体窒素供給量
工学研究科･都市環境工学
工学研究科･機械理工学専攻
工学研究科･ﾏｲｸﾛｴﾝｼﾞﾆｱﾘﾝｸﾞ専攻

工学研究科･原子核工学専攻
工学研究科･電気工学
工学研究科･電子工学
工学研究科･材料化学
工学研究科･物質エネルギー化学

工学研究科･分子工学
工学研究科･高分子化学
工学研究科･合成･生物化学
工学研究科･化学工学
工学研究科･光･電子理工学教育研究ｾﾝﾀｰ
学際融合教育研究推進センター・先端医工学研究ユニット

物質-細胞統合ｼｽﾃﾑ拠点
再生医科学研究所
合計

単位：リットル

4月
107
65
56
115
179
8,322
1,823
739
688
926
2,252
82
129
113
5
14

5月

6月

7月

8月

92
84
47
178
704
8,534
2,250
903
330
1,160
2,485
341
272
75
7
0

97
93
53
182
53
7,306
2,274
1,054
598
1,005
2,382
257
110
150
0
0

79
137
53
195
604
6,803
1,990
954
363
1,081
2,432
362
161
196
10
0

76
43
73
169
208
5,250
1,633
935
378
1,187
2,032
317
129
160
66
0

9月
117
74
75
182
813
5,653
2,099
907
645
868
2,213
293
259
185
10
0

15,615

17,462

15,614

15,42012,656

14,393

合計

568
496
357
1,021
2,561
41,86812,069
5,492
3,002
6,227
13,796
1,652
1,060
879
98
14
91,16031

低温物質科学研究センター

専任教員名簿平成26年4月1日

氏

名

佐々木

豊

矢

持

秀

起

寺

嶋

孝

仁

松

原

明

佐

藤

智

大

塚

晃

弘

中

野

義

明

春日井

32

職

昇

部屋番号

連
絡
先
ＴＥＬ 3755
教 授 総合研究5号館307
sasaki@scphys.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 4069
教 授 総合研究5号館410
yamochi@kuchem.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 9521
教 授 総合研究5号館407
terashim@scl.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 3787
准教授 ダークマター実験棟
akirai@scphys.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 7755
准教授 総合研究5号館303
sbsato@ltm.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 4062
准教授 総合研究5号館403
otsuka@kuchem.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 4061
助 教 総合研究5号館310
nakano@kuchem.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 4068
助 手 総合研究5号館311
kasugain@scphys.kyoto-u.ac.jp

投 稿 案 内「京都大学低温物質科学研究センター誌（LTMセンター誌）」への投稿のお誘い並びに原稿の作成要領
Call for Manuscripts for"Low Temperature and Materials Sciences (Kyoto University)"
吉村一良1,2, 編集委員会2
1
京都大学大学院理学研究科，2京都大学低温物質科学研究センター
K. Yoshimura 1,2 and Editorial Committee 2
1
Graduate School of Science, Kyoto University,
2
Research Center for Low Temperature and Materials Sciences, Kyoto University
所属の後にAbstractを数行，英文で書いてください．
1. はじめに「京都大学低温物質科学研究センター誌（通称：LTM センター誌，英文名：Low Temperature andMaterials Sciences (Kyoto University)）では，低温物質科学研究センターが提供する寒剤・共通機器の利用者の皆様や関係者の皆様より「研究ノート」，「技術ノート」，「サロン」への投稿を歓迎いたします．投稿されました原稿は，編集委員会で審議のうえ掲載の可否を決定いたします．投稿にあたっては，電子ファイルを下記†宛にお送りください．また，併せて印刷原稿も†宛に郵送
または持参いただきますようお願いいたします．初校刷りは電子ファイルより作成しますので，
以下第 2 章を御参照のうえ MS-Word を用いて作成してください．InDesign または QuarkXPress のファイルでも結構です．また，pdf ファイルも併せてお送りください．なお，編集委員会からの原稿依頼も行いますので，依頼させていただいた際にはよろしくお願い申し上げます．
2. 原稿の作成要領
A4 用紙（レターサイズではありません）の上下左右に 25 mm ずつマージンをとって，和文表
題，英文表題，和文著者・所属，英文著者・所属，アブストラクト（英文），本文，参考文献，著者写真（35mm（幅）×40mm（高さ）），著者略歴の順に記述してください．1 ページ目は，必ず上から 5 ㎝程度余白を空けて表題を書いてください．本文 1 行あたり全角 45 文字，1 ページあたり
40 行を基準にしてください．漢字・かな・カナには MS 明朝，
英字・数字には必ず Times New Roman，
本文中の見出しには MS ゴシック（またはこれらに準じる書体にしてください．ボールドは避けてください．
）を使用してください．表題は 14 point，著者・所属は 12 point，本文は 10.5 point，
図・表のキャプションは 10 point の文字を用いてください．本文中，物理記号を表す記号は斜体（イタリック），単位記号は立体（ローマン）で表記し，物理量と単位の間や数字と記号の間にはスペースを 1 個入れてください．また，章の間にもスペースを 1 行設けてください．句読点は「．，」に統一してください．
図は高解像度のものを本文中に貼り付けてください．カラー印刷が可能ですので，できるだけカラーの図を使用してください．印刷原稿の右下に鉛筆でページ番号を振ってください．その他の細部については，本稿ならびに下記 Ref. [1,2] のスタイルを参考にしてください．
参 考 文 献[引用番号] 著者名, 雑誌名, 巻数, 最初のページ番号, 年の順でお願いします。
例）[1] 寺嶋孝仁, 京都大学低温物質科学研究センター誌 8, 26 (2005).
[2] K. Mibu, Low Temperature and Materials Sciences (Kyoto University) 1, 13 (2003).
† 京都大学低温物質科学研究センター誌編集委員会, 〒606-8501京都市左京区吉田本町,
TEL：075-753-9521,FAX: 075-753-9521, E-mail: terashim@scl.kyoto-u.ac.jp（寺嶋孝仁）.

33

京都はいま紅葉が真っ盛りの非常によい季節である．温度が少し変化するだけで目の前に広がる世界が斯くも大きく変わるのは非常に興味深い．それは日常生活のみならず我々の研究対象にも当てはまる．低温の世界で出現する超伝導などはその良い例
だ．物理だけでなく化学でも生物でも温度が果たす役割は非常に大きい．
非日常的な低温の世界を垣間見るのに必要な低温寒剤を供給してくれているのが，LTM センターだ．京都大学では，液体ヘリウムなども不自由なく使える非常に恵まれた環境が整備されており，その背景には，寒剤供給が円滑に行われるよう普段から尽力して頂いている方々がいることを忘れてはならない．私も一利用者として感謝の意を表したい．
LTM センターのヘリウム液化棟は，いろいろと改善がなされている．入口のスロープが改修され，ヘリウムベッセルをスムーズに運べるようになった．また，入り口
ドアにはテンキーが設置され，夜間休日の出入りは暗証番号で出来るようになり，カギは不要になった．さらについ最近では，ヘリウム液化機の更新に伴い，古いほうのヘリウム液化機が撤去された．長い間働いてくれた液化機が目の前から無くなるのは
寂しいが，さらに充実した寒剤供給体制が整えられるのは有難い．
低温寒剤はいまや無くてはならない大切なものであり，ヘリウム等の貴重な資源を大事に使い，それが研究・教育に十分に生かされるよう，皆様のご理解とご協力を改めてお願いしたい．
Ｍ．Ｍ．

京都大学 低温物質科学研究センター誌
Low Temperature and Materials Sciences(Kyoto University)
第25号 2014 年 12 月 Volume 25, December 2014
編集委員会：寺嶋 孝仁 (編集委員長), 吉村一良,
矢持 秀起, 石田 憲二, 中村 裕之,
芝内 孝禎, 藤原 直樹, 前里 光彦
事務

局：〒606-8501京都市左京区吉田本町
京都大学 低温物質科学研究センター
Tel:075-753-9521 Fax:075-753-9521
E-mail: terashim@scl.kyoto-u.ac.jp(寺嶋孝仁)

印

34

刷：創文堂印刷