目次
第 31 号 2017 年 12 月

研究ノート
基質の歪みを利用する酵素の反応触媒機構•••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••

藤橋雅宏••• 3

Single crystal growth and magnetism of the kagomé-lattice Co-shandite••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••

Mohamed A. Kassem ••• 9

運営状況
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 •••••••••••••••• 19
環境安全保健機構併任教員 •••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• 21
投稿案内•••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• 22
編集後記•••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• 23

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Low Temperature and Materials Sciences (Kyoto University)
Number 31, DECEMBER 2017

Table of Contents
Research Reports

Catalytic mechanism of an enzyme utilizing substrate distortion

Masahiro Fujihashi ••• 3
Single crystal growth and magnetism of the kagomé-lattice Co-shandite••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••• Mohamed A. Kassem ••• 9••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••

From Organizing Committee
Amounts of Cryogen Consumptions : Yoshida Campus, Uji Campus and Katsura Campus •••••••19

Concurrent Staffs of the LTM Center ••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••21

Call for Manuscript ••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••22
Editor’s Note ••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••••232

研究ノート基質の歪みを利用する酵素の反応触媒機構
Catalytic mechanism of an enzyme utilizing substrate distortion
藤橋雅宏
Masahiro Fujihashi
京都大学大学院理学研究科 化学専攻
Department of Chemistry, Graduate School of Science, Kyoto University
Life is an assembly of reactions, and such reactions are controlled by various enzymes. Most of the enzymatic reactions
are explained by the transition state stabilization. Here, I summarize the mechanism of orotidine-5’-monophosphate
decarboxylase (ODCase), which utilizes an alternative catalytic mechanism, substrate distortion, in addition to thetransition state stabilization. The contribution of substrate distribution to catalysis is estimated to be 10-15% of thetransition state stabilization.

1．はじめに生命は多数の化学反応の集合で成立している．食物を消化しエネルギーを取り出す反応，病原菌などの外来因子に戦うための反応，自らの遺伝子を子孫に残すための反応，遺伝子に従って細胞を構築するための反応など，生命体内では無数の反応が制御されながら進行している．これらの化学反応のほとんど全て
は，酵素に触媒されて進行する．本稿では，これまでに筆者が解析した酵素タンパク質のうち，化学結合の歪みを利用して反応を進行させる酵素であるオロチジン一リン酸脱炭酸酵素の三次元構造と反応触媒機構について述べる．
2．酵素反応と自由エネルギー
多くの生化学の教科書で，酵素触媒反応の進行に伴う自由エネルギーの変化は，図 1A のように説明されている[1]．この図を見れば，反応を速く進ませるためには遷移状態を安定化させれば良いことがわかる．
しかしながらこの図では，酵素の大きな特徴の一つである，特定の基質について選択的に働くという事実の説明が出来ない．実際，酵素が働く細胞内は，無数の化合物が混ざり合って構成されている．この雑多な化合物の混合溶液から，特定の化合物のみを目的の化合物に変換できる触媒がなければ，細胞は活動を維持できない．
酵素の基質選択性を説明するためには，図 1A を図 1B のように書き換える必要がある．図 1B においては，酵素はまず特定の基質と結合して酵素基質複合体を形成し，自由エネルギー的に安定化される．続いてこの酵素基質複合体は遷移状態に移行し，基質が生成物に変換される．酵素反応の速度は，この酵素基質複合体から遷移状態への変化の，山の高さに依存して決まる．
多くの酵素について，遷移状態をより強く安定化することでこの山の高さが低くなり，反応は加速されると説明されている．もう一つの反応加速機構として，酵素基質複合体のエネルギー状態を安定化させす
ぎないというものがある．しかし，この酵素基質複合体のエネルギー状態を安定化させすぎない（不安定3図 1 酵素反応の進行に伴う自由エネルギー変化．A: 多くの生化学の教科書で用いられる模式図．B: 酵素基質複合体の形成を考慮した図．

化させる）ことによる触媒反応加速の実体を，詳細に調べた例はあまりない．
3．オロチジン一リン酸脱炭酸酵素（ODCase）について
オロチジン一リン酸脱炭酸酵素（ODCase）は，図 2A に示す反応を触媒する酵素であり，DNA や RNAを構成する物質の一種であるピリミジンの合成に関わる[2]．ピリミジンは生命維持に必須の物質であるが，我々ヒトは ODCase の関わらないピリミジン合成経路をもつため，ODCase の活性を阻害しても生存が可能である．しかし，例えばマラリア原虫はピリミジンの合成経路として ODCase の関わる経路しか持っていないため，ODCase の働く仕組みを解き明かし，その活性を止める薬を発明すれば，現在でも年間 2 億人が感染し 60 万人が亡くなるマラリアの治療薬となる可能性が高い[3]．また図 2A の反応は ODCase の存在下
では数十ミリ秒で完了するが，ODCase の非存在下では半減期が概ね数千万年と，恐竜時代から今に至る時間に等しい膨大な時間が必要であるとわかっている[4]．この大きな反応速度の加速はどのようにして成し遂げられているのか，大きな興味が持たれている．
著者らはこの酵素の反応阻害剤候補の一つとして合成された 6-cyano-UMP（6-CN-UMP, 図 2B）について，
ODCase との複合体の結晶を作成し，1.45Å 分解能での X 線結晶構造解析を行った[5]．結晶は 100K 程度の窒素気流中で凍結し，シンクロトロン放射光施設でのデータ取得まで低温センターより供給される液体窒
素中に保管している．解析により得られた 6-CN-UMP の電子密度を図 2C(左)に示す．
X 線結晶構造解析は，結晶中の電子分布を可視化する技術である．電子は分子を構成する原子の周辺に局在するので，分子の構造を決定できる．ここで分解能 1.45Å は，無機物や有機小分子の X 線結晶構造解
析としてはかなり低い分解能であるが，酵素は分子量が数万程度と非常に大きいものが多いため （ODCaseの場合は分子量約 27,000 の単量体が 2 分子集まり，分子量約 54,000 の二量体を形成する），酵素の X 線結晶構造の分解能としては比較的良いものである．これぐらいの分解能だと，水素原子の電子密度の検出は困難だが，炭素(電子数 6)，窒素(電子数 7)，酸素(電子数 8)を，電子密度の濃さの違いとして見ることが可能である．
そのような知識を基に改めて図 2C(左)の電子密度を観察すると，CN 基に相当する電子密度が見当たらない（図 2C 赤矢印の部位）．CN の替わりに酸素原子をあてはめると，妥当な電子密度の解釈が出来る（図2C(右)）．
そこで ODCase が 6-CN-UMP の CN 基を OH 基に変換する反応を触媒したのではないかと考え質

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図 2 A: ODCase の触媒する反応．Orotidine-5’-monophosphate (OMP)が Uridine-5’-monophosphate (UMP)に変換される．実際に変換される部分を緑で強調した．B: 6-CN-UMP の構造． A で示した化合物と異なる部分を緑で強調．C: ODCase と 6-CN-UMP 複合体の，ピリミジン環に相当する電子密度．赤矢印の部分が CN である 6-CN-UMP と複合体を形成させたが，該当位置に観察された原子は酸素であった．

量分析を行ったところ，CN 基から OH 基への変換に相当する質量変化を検出できた．さらに分光によっても反応を追跡することに成功し，この変換反応が数時間程度で進行することを示した[5,6]．
4．従来の反応と新しく見いだした反応は正負逆の電荷を持つ中間体を経由する
ここまでで，ODCase は従来より知られていたカルボキシル基の脱炭酸反応のみではなく，CN 基を OH基に変換する反応も触媒する事が明らかになった．
これら二つの反応を反応機構とともにまとめた図3 は，
ODCase が似たような 2 種類の反応を触媒する事を示しているだけにも見えるが，化学の視点でみると，強い違和感をもたらす．図 3A の反応は CO2 が脱離し，負電荷を持つ六員環の中間体を経て，H+が取り込まれる反応であることが実験的に確かめられている[7]．
これに対し図 3B の反応で脱離する置換基は負電荷を持つ CN-であり，正電荷を持つ六員環の中間体が形成される．図 3 の反応はともに，酵素上の全く同じ位置で触媒される事がわかっている．正電荷は負電荷で，逆に負電荷は正電荷によって安定化されるので，同じ位置で正負両方の電荷を持つ中間体が安定化される機構はあり得ない．
そこで ODCase に 6-CN-UMP が結合した複合体の結晶構造解析に取り組んだ．図 3B に示すように
6-CN-UMP は 6-OH-UMP に変換されてしまうが，この反応は日単位でゆっくり進むので，低温で素早く結晶を成長させることで構造解析に成功した[8]．実際の電子密度図を図 4A に示す．変換を受ける前の
6-CN-UMP と変換された後の 6-OH-UMP の両方の電子密度が重なって観察できる．この電子密度から，
6-CN-UMP の CN 基はピリミジン環の平面から折れ曲がっていることが明確にわかる．ピリミジン環は芳香族性を持っていることから，環を構成する分子と CN 基は同一平面上にあることが予測されていたが，酵素中では CN 基は平面から歪められていることがわかった．その後の解析で，同様に歪んだ基質の構造が複数見いだされた[8, 9, 10]．
基質の歪みは，酵素基質複合体の自由エネルギー状態を不安定化し，遷移状態までのエネルギー差を減5

図 3 A: ODCase による反応とその機構．変換される部分を緑で強調した．A: 実験的に示されている OMPの UMP への変換反応の反応触媒機構[7]．B: 6-CN-UMP の 6-OH-UMP への変換反応の機構について，A と同様の中間体を考える場合の仮説．B の中間体の陽イオンは化学的に非常に不安定であり，かつ A の中間体の負電荷と，B の中間体の正電荷の両方を中和できるような酵素上の電子分布は考えにくい．

じているのかもしれない．そのように考え，基質構造の歪みの触媒反応への貢献を明らかにすることを目的とした計算機シミュレーションを行った[9]．図 4B に示すように，酵素中で歪んだ基質と，溶液中での歪んでいない構造を比較すると，二つの構造には 6.6 kcal/mol のエネルギー差がある（図 4B①）
．次に遷移状態として，解離する COO 基がピリミジン環から引き離された構造についても計算した．その結果，酵素中における歪みを考慮する場合（図 4B②）は，基底状態から遷移状態までに 25.7 kcal/mol のエネルギー差が図 4 A: ODCase と複合体を形成した 6-CN-UMP の電子密度．ピリミジン環が紙面にほぼ垂直になる方向からの視点で描画した．ODCase により 6-CN-UMP から 6-OH-UMP への変換反応が進むので，6-CN-UMP と
6-OH-UMP の両方の電子密度が重なって見えている．
6-CN-UMP について，矢印で示した部分の CN 基
（cyano基）がピリミジンの六員環構造から折れ曲がっていることがわかる． B: 基質の歪みを考慮したときと考慮
しないときの，基質の内部エネルギーの変化．

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あり，歪みの考慮が必要ない溶液中での場合（図 4B③）は，基底状態から遷移状態までに 29.4 kcal/mol のエネルギー差があることがわかった．②と③の差 3.7 kcal/mol は，歪みの反応触媒への貢献と言える．このエネルギーは，別の実験で求められた ODCase による遷移状態安定化（29～30 kcal/mol [4]）の 10-15%程度に相当する．
このように，基質の歪みによる酵素基質複合体の不安定化は反応加速に貢献するが，一方で酵素基質複合体の安定性は酵素の基質特異性に直結する．これについて，ODCase は 15 箇所以上で基質と水素結合や静電結合をする事が知られている．これら多くの結合によって基質特異性を高め，結合によって得たエネ
ルギーのうちの一部を基質の歪みに使って，触媒反応を加速しているのだと考えられる．
5．おわりに酵素による反応は，有機合成化学でも扱う反応である場合が多い．ここで酵素反応は有機合成化学と比べて，1. 複数のステップが必要な反応を一段階で進行させる，2. 溶媒は環境に優しい水である，3. 反応ス
テップ毎の精製の必要性が低い，等の大きな利点を持つ．一方で酵素反応は自由な設計が難しいことから，化合物の合成に広く利用されているとは言いがたい．またその反応触媒機構についても，明らかになっていない部分が大きい．本稿で論じたような酵素による基質構造の歪みを正面から論じた例はこれまで少な
いが，理論的には全ての酵素反応が程度の差はあれ基質の歪みを利用していると考えられることから，最近では他の酵素を対象にした同様の研究もいくつか行われている．今後，さらなる研究の進展が待たれる．
謝辞
本稿で述べた研究は，トロント大学 Emil F. Pai 教授，トロント総合研究所 Lakshmi P. Kotra 教授，産業総合経済研究所 石田豊和氏らのグループとの共同研究です．研究の多くは，京都大学大学院理学研究科 三木
邦夫教授のグループで進められました．
X線回折データの収集は，茨城県のPhoton Factory, 兵庫県のSPring-8，
アメリカの Advanced Photon Source で行いました．研究を進めるにあたり，科学研究費補助金ならびに上原記念生命化学財団の支援を頂きました．この場をお借りして厚く御礼申し上げます．
参考文献[1] ストライヤー生化学（東京化学同人)，ヴォート生化学（東京化学同人）など[2] M. Fujihashi et al. J. Genet. Genomics 42, 221 (2015)[3] L.P. Kotra et al. World Patent # WO2007038860 (2006) 他[4] A. Radzicka & R. Wolfenden Science 267, 90 (1995)[5] M. Fujihashi et al. J. Am. Chem. Soc. 127, 15048 (2005)[6] E. Poduch et al. J. Med. Chem. 49, 4937 (2006)[7] T. L. Amyes et al. J. Am. Chem. Soc. 130, 1574 (2008)[8] M. Fujihashi et al. J. Mol. Biol. 387, 1199 (2009)[9] M. Fujihashi et al. J. Am. Chem. Soc. 135, 17432 (2013)[10] M. Fujihashi et al. J. Biol. Chem. 288, 9011 (2013)

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著者略歴
藤橋 雅宏（FUJIHASHI Masahiro）
京都大学大学院理学研究科 化学専攻 助教
2001 年 3 月 京都大学大学院理学研究科にて博士（理学）を取得
京都大学大学院理学研究科でのリサーチアソシエート，カナダ・トロントのオン
タリオ癌研究所での博士研究員（日本学術振興会 長期在外若手研究員)，大阪
大学蛋白質研究所での日本学術振興会特別研究員 PD を経て，2004 年 10 月より
京都大学大学院理学研究科 助手．2007 年 4 月より職名変更で現職．

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Single crystal growth and magnetism of the kagomé-lattice Co-shandite
Mohamed A. Kassem*
Department of Materials Science and Engineering, Kyoto University, Kyoto 606-8501, Japan.
Co-based shandites Co3M2S2 (M = Sn and/or In) are candidates of quasi-two-dimensional (Q2D) magnetism
showing exotic properties. The interest is implied by its layered crystal structure that contains 2D-kagomé
networks of magnetic Co atoms with antisymmetric Dzyaloshinskii-Moriya (DM) interaction and possibly
spin frustration. The magnetism of Co-shandites have been previously investigated mainly using
polycrystalline samples to show interesting magnetic properties. However, no experimental study from theabove-mentioned viewpoint, Q2D kagomé system, has been carried out. For this purpose, investigations
using single crystals are essential. In our study of Co-shandites, we successfully grew single crystals of twoseries-compounds of Co-based shandites, Co3Sn2-xInxS2 and Co3yFeySn2S2, to investigate them as the Q2D
kagomé system and we found novel properties using the grown single crystals, such as the highly Q2D
itinerant electron magnetism and low-field anomalous phase very close to TC.
1. Introduction
Due to its layered crystal structure that contains 2D-kagomé networks of magnetic Co atoms, Co-based
shandites show novel properties [1-4]. The layered crystal structure implies low dimensional character of its
magnetism, as the long-range orders are destabilized at low dimensions, and hence, thermal and quantum
fluctuations are strongly enhanced [5-11]. In viewpoint of magnetism, the 2D corner-sharing triangular lattice,i.e. kagomé lattice, of an antiferromagnetically coupled spin system is a representative frustrated lattice. For
instance, the geometric spin frustration can exhibit a quantum disordered spin-liquid state [12] and novel
magnetically ordered states with nontrivial spin textures [13-16]. Another interesting characteristic of the
kagomé magnets is the asymmetric Dzaloshinski–Moriya (DM) interaction, which is acting also as a driving
force to nontrivial spin textures [17-20] . For example, both ferro- and antiferromagnetic orders can bedestabilized by the DM interaction resulting in spiral or canted spin structures. When the exchange interaction
is principally ferromagnetic, further nano-scale objects of topologically-protected vortex-like spin texture,so-called ‘skyrmions’, may be realized by the DM interaction [21]. The search for new layered compoundsof 2D-kagomé networks of magnetic atoms is a key to observe exotic phenomena.
The crystal structure of shandite compounds of the general formula T3M2X2 (T = Ni, Co, Rh or Pd; M = In,
Sn, Pb or Tl; and X = S or Se) which belongs to the trigonal space group R3�m is shown in Fig. 1(a), illustrated

by the VESTA software [22]. The T and X atoms occupy the unique Wyckoff positions 9e (1/2,0,0) and 6c(0,0,z), respectively, while the M atoms are distributed between two positions, M1: 3b (0,0,1/2) and M2: 3a(0,0,0). The shandite-type crystal structure consists of metallic layers stacked in ABC fashion along c-*

Present address : Department of Physics, Assiut University, Assiut 71515, Egypt

9direction in a hexagonal notation. The layers are arranged in the kagomé sub-lattice of the T atoms and M2triangular sub-lattice, shown in the bottom of Fig. 1(a). The layers are connected through M1 atoms thatlocate in polyhedra of trigonal antiprisms generated by the T atoms triangles.
Among shandite, Co3Sn2S2 lonely shows a magnetic (ferromagnetic) order with a Curie temperature, TC ~172 K [23,24]. Strong uniaxial anisotropy of magnetization have been recently observed using single crystals
grown out of Sn-flux [25] and by a modified Bridgman method [2]. The observed spontaneous magnetic
moment, ~ 0.3 µB/Co along the easy axis at 2 K, is much smaller than the effective moment at higher
temperatures than TC, ~ 0.6 µB/Co, indicating weakly itinerant electron ferromagnetism. Co-based shandites,
except for the parent compound Co3Sn2S2 [2], have been investigated mainly using polycrystalline samples
and some interesting properties have been reported such as, the half-metallic ferromagnetism [23,26,27],
magnetic instability controlled by chemical substitution [24,26,28] and high thermoelectric properties [2931]. Detailed investigations of Co-shandites as a Q2D kagomé system, strongly requires single crystals. In
this article, we review our success in growing single crystals of two series-compounds of Co-based shandites,
Co3Sn2-xInxS2 and Co3yFeySn2S2, and results of subsequent investigations for its structure and magnetic
properties as Q2D kagomé ferromagnets.
2. Experimental Details
Single crystals of two series-compounds of Co-based shandites, Co3Sn2-xInxS2 (0 < x ≤ 2) andCo3yFeySn2S2 (y ≤ 0.5) used in the current study were grown out of Sn, In and/or Pb-fluxes as detailed in ourpreviously published articles [32,33]. Furtherly, much larger single crystals of Co3Sn2-xInxS2 have beensynthesized by a modified Bridgman method (not published). The grown crystals were characterized bypowder XRD and their structure parameters were refined by the Rietveld method [34]. The chemicalcompositions and crystals axes were investigated by wave length dispersive X-ray spectroscopy (SEMWDX) and Laue X-ray photohraphy, respectively. The magnetization and AC susceptibility measurements
were performed using a SQUID magnetometer (MPMS, Quantum Design, installed in the LTM Center of
Kyoto University) in a temperature range of 2–350 K with magnetic field up to 7 T. Two experimental
regimes in the low-field magnetization and AC susceptibility, previously described Zero-field-cooled (ZFC)
and field-cooled (FC) scans [4,35], have been followed. The spin relaxation processes at selected
temperatures were systematically studied by measuring the ZFC AC susceptibility at different magnetic fields
and in a frequency range of five orders of magnitude from 0.01 to 1000 Hz. Crystals with different shapes,
sizes, and batches were used to check for the results reproducibility.
3. Results and Discussions
3.1 Crystal growth and structure of Co3Sn2xInxS2 and Co3yFeySn2S2
WDX has indicated a successful growth of stoichiometric single crystals of the whole range of x in Co3Sn2xInxS2 and y up to ~ 0.5 in Co3yFeySn2S2 (due to the limited solubility of Fe and absence of Fe3Sn2S2 in nature[28]). Laue X-ray spectroscopy indicated high-quality grown crystals with the flat hexagonal plane is the ab plane[32,33]. Typically grown single crystals were imaged on a mm scale and are shown in the top inset of Fig. 1(b).
Figure 1(b) shows the room-temperature observed and calculated powder XRD patterns, as well as theirdifferences, of representative x and y of Co3Sn2xInxS2 and Co3yFeySn2S2 grown crystals. The main phase of10

the obtained crystals is the shandite of the R3�m structure symmetry. Very small by-products, CoSn2 and/or

Sn- or Pb-fluxes, can be easily removed from the surface by polishing, as seen in the bottom inset of Fig.

1(b). The shown low reliability R-factors and goodness-fit-indicator S indicate the satisfactory Rietveld
refinement.
The refined lattice parametres of In- and Fe-substituted Co-shandite are shown Fig. 1(c). In contrast to
Co3yFeySn2S2 of a limited y (y ≤ 0.5), the In concentration dependences of a and c of Co3Sn2-xInxS2 (0 < x ≤2) are anisotropic and do not obey the Vegard's law. The lattice parameter c and the unit cell volume increases
monotonically with x, with small kink in c at x ~ 0.8, whereas a shows a linear decrease until x ~ 0.8 andalmost remains constant for higher In concentration region. The unit cell volume shows identical x- and ydependences, however, large enhancement in c/a is observed for In-substitution. Indeed, a partial ordering of
the In-Sn atoms, the prefer of In- substitution to the M1-site, was found by a recent neutron diffraction
experiment [36]. The enhancement of the trigonal distortion in the In-substituted Co3Sn2-xInxS2 was explained

Figure 1: (a) The crystal structure of T3M2X2 shandite showing the trigonal antiprismatic polyhedra of theinter-layers M1 atoms generated by 6 T atoms metallic layers of 2D kagomé sub-lattices of T and triangular
sub-lattices of M2 atoms shown at the bottom. These structures were drawn using the VESTA software [22].
(b) Powder XRD diffraction patterns of selected Co3Sn2-xInxS2 and Co3yFeySn2S2 single crystals measured atroom temperature. Observed (black crosses), refined patterns using the Rietveld method (red) and differences
between them (blue) are shown. Bragg reflection angles are indicated as vertical bars. The reliability R-factors
as well as the goodness-fit-indicator S are indicated for each pattern. Inset in the lowest panel shows theabsence of the highest peak of CoSn2 in normalized patterns of well-polished single crystals of Co3Sn2S2.
The inset of the highest panel show images of grown single crystals on a mm scale of (001)-flat planes. (c)Lattice effects of In- and Fe-substitution indicated by the XRD refinement: a and c lattice parameters, unit
cell volume and c to a ratio as functions of compositions [32,33]. Lines are for eye-guidance.

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by the anisotropy of the In 5p-orbitals in DFT model calculations [1], which can also explain the smallnessof the enhancement of trigonal distortion in Co3-yFeySn2S2.
3.2 Quasi-two-dimensional magnetism in Co-based shandites
The temperature dependences of the magnetization, M, of Co3Sn2-xInxS2 and Co3yFeySn2S2 are shown atmagnetic field H = 1000 Oe applied along and perpendicular to the c-axis, Mc and Mab, for indicated x and y in
Figs. 2(a - c). In consistence with literature [2,23-25], a ferromagnetic transition occurs around TC ~ 174 K for
Co3Sn2S2, strong axial anisotropy has been observed below TC. The ferromagnetic order is suppressed by In- or
Fe-substitutions. Our recently reported results [32,33,35] using the grown single crystals demonstrate theobservation of ferromagnetic order collapse around xc ~ 0.8 in Co3Sn2-xInxS2, while the collapse of theferromagnetic order is not found in Co3yFeySn2S2 until its solubility limit ymax ~ 0.5. Nevertheless, similar(virtual) critical concentration (yc ~ 0.8) is expected because of the similarity of the suppression of theferromagnetism below ymax to that in Co3Sn2xInxS2. Moreover, the magnetization data shows preservation of
the strong magnetic anisotropy in the ferromagnetic regime of Co3Sn2xInxS2 and Co3yFeySn2S2. The
magnetization of Co3Sn2-xInxS2 with higher x clearly shows a Pauli paramagnetic behavior, as seen in Fig. 2(c).
The insets of Figs. 2(a) and (b) show the inverse susceptibility along the c-axis of Co3Sn2xInxS2 andCo3yFeySn2S2, respectively, showing the Curie-Weiss (CW) type paramagnetic behavior above TC [35]. The
data has been fitted by a modified CW Law,  � � � � ⁄�� � �� � , where 0, C and W represent atemperature independent Pauli paramagnetic term, the Curie constant and the Weiss temperature, respectively.
The observed magnetic susceptibility behaviors above TC well fit eq. (1) as shown in the inset figures by solid

Figure 2: Static magnetic properties [35]: Temperature dependences of the static magnetization, M(T), andinverse susceptibility, H/M(T), for (a) and (c) Co3Sn2-xInxS2 and (b) Co3yFeySn2S2 of indicated x and y, atmagnetic field H = 1 kOe applied along (closed) and perpendicular (open) to the c-axis. (d) Magnetization
hysteresis loops, Arrot plots for (d) Co3Sn1.48In0.52S2 at 2K and (f) Co2.5Fe0.5Sn2S2 at and around TC. Fe- andIn-concentration dependencies of the static magnetic parameters; (g) TC, (h) the spontaneous moment ps andeffective moment peff per magnetic atom and (i) peff /ps. Solid lines are for eye guidance.

12�⁄��� ,
lines. The effective magnetic moment in the paramagnetic state peff was estimated from � � �� �� ����where NA, B and kB are the Avogadro's number, Bohr magneton and Boltzmann constant, respectively35.

The magnetic hysteresis loops of Co3Sn2xInxS2 and Co3yFeySn2S2 have been measured systematically with

applying magnetic fields along and perpendicular to the easy c-axis at 2 K. In contrast to Mab(H), squareshaped hysteresis curves were observed in Mc(H), presented for representative x and y in Fig. 2(d), which
confirms according to the Stoner-Wohlfarth (SW) model that the easy axis is c-axis. The values of TC andthe spontaneous magnetic moment at 2 K, which can be considered to be that at T = 0 K, ps, of eachconcentration of Co3Sn2xInxS2 and Co3yFeySn2S2 have been determined by employing the well-known
Arrott plots, M2(T, H) vs. H/M(T, H), at various temperatures and at 2K, respectively. Figures 2(e) and (f)show Arrott plots of the magnetically ordered samples of Co3Sn2xInxS2 at 2 K and at various temperatures
for Co2.5Fe0.5Sn2S2, respectively.
The In- and Fe-concentration dependences of the magnetic parameters TC, peff and ps are shown in Figs.
2(g - i). We have reported that the almost identical behavior against the In- and Fe-concentrations of themagnetic parameters in the In- and Fe-substituted systems indicates that the electron number, rather thancrystal structure effects, is the most dominant parameter to control the magnetism in the Co-shandites [32,35].
The divergent behavior of peff / ps as approaching to xc indicate the itinerant electron nature of the magnetismof the Co-based shandites [35]. The significance of electron counts to the magnetism and the contribution of
the 3d (Co) and 5p (Sn) atoms to DOS at the Fermi level in shandite compounds are predicted based onreported band structure calculations [1,27,29,37].
We have also reported the highly Q2D itinerant electron magnetism in Co-shandites based on an analysisof the magnetization data using phenomenological Q2D spin fluctuation theory [38]. The zero-temperaturemagnetization is derived in this theory in the form of the Arrott plot with the assumption of the total spin
fluctuationconservation: �� ��� �� � ��� ��� �  �� ⁄���� ��� ,  � ��� ���� �� ⁄�� ��and �� ����� ⁄���� , where M0, N0 and g are the magnetization at H = 0, number of the magnetic atoms and g factor,

respectively. T1 and T0 are measures of the spin fluctuation spectrum in wave vector and energy spaces andF1 is the parameter related with the slope of the Arrott plot . The estimated spin fluctuation parameters, T1

and F1, from the experimental data of Co3Sn2-xInxS2 and Co3yFeySn2S2 by employing these equations arepresented in Fig. 3(a).
When TC << T0 and by introducing a parameter  � �� / �� , where m and m' are the in-plane and out-of-plane effective masses of electrons, respectively, the following relations are also derived [38-40]: ��� ������� �� ⁄�� ���� ��� � �� and � ��� � �
�

��

��� �

�� �� ���� �� /� ��� ��� � . Here tC = TC/T0 is a scaled Curie temperature,��C4/3 = 1.00608….and t and Y are the scaled temperature T/T0 and scaled inverse susceptibility No/2kBTA,respectively. S(Y, tC/3) is related to the amplitude of the thermal spin fluctuation. The scaled temperaturedependences of Y and S are evaluated from the self-consistent equations [41].  = 1 and 0 correspond to theideal 3D and 2D cases of itinerant electron magnetism, respectively. Figure 3(b) shows the numericallycalculated results of the tC-dependence of peff / ps with several  as well as the experimental data of typicalreported itinerant electron magnets. The experimental data of the Co-based shandites roughly coincide withthe result with small value of ,  = 0.05, which clearly indicates the highly Q2D nature of the magnetism in
Co-shandites.

13

(b)

Figure 3: Spin fluctuation parameters of shandite ferromagnets [35]: (a) compositional variation of T1 and F1(see text), and (b) the generalized Rhodes–Wohlfarth plot, peff/ps versus tC (= TC/T0), in a double logarithmic scale(Deguchi-Takahashi plot) of magnetic shandites compared to other itinerant electron ferromagnets [38].

3.3 Low-field equilibrium anomalous magnetic phase in the vicinity of TC
Our recently reported precise measurements of the magnetization and the AC susceptibility for Co3Sn2S2
has provided an approach to its low-field H-T phase diagrams. For the first time we have revealed thepresence of a zero- and low-field anomalous equilibrium phase just below TC [4]. Characteristic magnetictransitions, apart from the transition at TC, were found at low fields where the ZFC and FC magnetizations
separate from each other. Hump-like anomaly in the FC process at TA (TA ≈ 126 K with applying H = 5 Oe)and a dip in the ZFC process in between TA and TC have been observed in Mc (T, H) and Mab (T, H), shownin Figs. 4(a) and (b), respectively. The ZFC Mab (T, H) also shows a hump at TA at low fields (≤ 150 Oe) as
seen in the inset of Fig. 4(b). The anomalies in Mc (T, H) are observed at fields below the saturation fields of
Co3Sn2S2 [3], ~ 400 Oe, and still observable above 400 Oe in Mab (T, H). The anomalous transitions below
TC are still preserved with the chemical substitution by Fe for Co or In for Sn in Co3yFeySn2S2 and Co3Sn2xInxS2 ferromagnets, as shown for x = 0.52, in Fig. 4(c), and for y = 0.5, in Fig. 4(c) inset. The hump anomaly

in the FC-Mc(T) is hardly observed for Co2.5Fe0.5Sn2S2 single crystal.
We have reported the observations of characteristic features in the ZFC and FC real and imaginary partsof the AC susceptibility, '(T, H, f) and "( T, H, f), at under 1 Oe AC field, of a wide frequency range from0.01 to 1000 Hz, and low DC fields applied alone c-axis [4]. '(T, f) shows a sharp peak at TC, a hump at TA,
and a dip between TA and TC for all frequencies at zero and low fields, as shown for fields of 0, 150 Oe in
Figs. 4(d) and (e), respectively. As well as in DC magnetization, the hump and the broad dip are absent in'(T, f) at the fields higher than 400 Oe, as clearly observed at 600 Oe in Fig. 4(f). The anomaly at TC in '(T,f) is rather broad at 600 Oe, suggesting different natures at the low and high fields. More pronounced features
are pronounced in the imaginary part of the AC susceptibility, ". Figures 4(g), (h) and (i) show "(T, f) at H
= 0, 150 and 600 Oe, respectively. At low fields, " that is almost absent above TC shows a rapid increase at
TC and the TA-anomalies in the distinct "(T, f) below TC are observed only at 1 Hz. At 600 Oe, " is almost
absent regardless of temperature and frequency. These features indicate that the spin dynamics slow down tothe experimental time window of 0.001–1 s only between TA and TC and at low fields.

14

Figure 4: Typical temperature dependences of ZFC (open) and FC (closed) magnetizations, M(T, H) , χ'and χ", measured at different magnetic fields [4]: M(T, H) (a) along and (b) perpendicular to the c-axis for
Co3Sn2S2 and (c) along the c-axis for Co3Sn1.48In0.52S2. Inset of (b) shows a magnification of the ZFC Mab(T)measured at very low fields. Inset of (c) shows data of Co2.5Fe0.5Sn2S2. Vertical arrows indicate thetransition temperature, TA, and the broad dip (see text). (d - f) χ' and (g - i) χ" of Co3Sn2S2 measured at
represenative frequencies for fields applied along the c-axis.

Based on the magnetization and AC susceptibility data described above, we have established the H–T
phase diagrams of Co3Sn2S2 [4], shown here for H // c and H // ab in Figs. 5(a) and (b), respectively. The HT region surrounded by TA and TC is denoted as the A phase, which is not closed in Fig. 5(b) because the inplane magnetization hardly saturates in Co3Sn2S2. Following the established phase diagram, the frequency
dependences of the AC susceptibility were carefully measured at different temperatures to study the spin
relaxation and see the slow spin dynamics in the A phase. We found that ' are weakly frequency-dependent,
and correspondingly, " are almost absent, below TA while both become pronouncedly frequency-dependent
with approaching the high-temperature boundary between the A and paramagnetic phases. The magnitudes
of both ' and " are suppressed and becomes almost frequency-independent above the high-field and/ or
temperature boundary of the A phase.
To evaluate the spin dynamics in the A phase, we have employed the phenomenological Cole-Cole�

formalism [42,43]: ���� � ��∞� � �� ⁄��� � � ����� ���� �, with ���� �  ��� � ��"��� and A0 = χ(0) −χ(∞), where χ(0) and χ(∞) are the isothermal and adiabatic susceptibilities, ω = 2πf is the angular frequency,

0 is the relaxation time, and α is a measure of the distribution of the relaxation time. The experimental data
(symbols) and fitting results using Cole-Cole formalism (solid lines) at different frequencies are displayed in

the form of " vs. f and " vs. ' (the Cole-Cole plot) for H = 150 Oe at several temperatures and for several
fields at 172 K in Figs. 5(c) and (d) and Figs. 5(e) and (f), respectively. Although, the Cole-Cole formalism
is not valid at low frequencies, the fitting results in an estimated α, little varying at around 0.6 indicating asignificant distribution of relaxation times and the characteristic frequency, f0 = 1/0, drastically decreases
with decreasing temperature at around TC, but almost field-independent, as seen in the insets of Figs. 5(e)15and (f), respectively. An estimated f0 lower than 0.1 Hz below ~171 K markedly indicate slow spin dynamics
only in the anomalous phase with characteristic relaxation times longer than 10 s. The slow relaxation inside
the A phase indicates a kind of spin-frozen state in the A phase.

Figure 5: Anomalous phase of slow spin dynamics below TC of Co3Sn2S24: Magnetic H-T phase diagramsof Co3Sn2S2 for fields applied (a) along and (b) perpendicular to the c-axis. Solid curves are for the eye
guidance. (c) and (d) the frequency dependences of ZFC- χ", and (c) and (d) the cole-cole plot, χ' versus
χ", of Co3Sn2S2 at 170–172 K (close to TC) for 150 Oe and at TC ≈ 172 K for different fields applied along
the c-axis, respectively. Solid lines in (c)–(f) represent fittings resuls (see text). Insets of (e) and (f) show
the fitting parameters, α and f0, as functions of temperature at H = 150 Oe and as functions of applied field
at T = 172 K, respectively.

We have excluded the spin glass-like state, given the absence of disorder and the fast relaxation below TA,
and a non-equilibrium phenomenon such as domain-wall motions, as described in our recent publication [4],to be the origin of the observed anomalous magnetic transitions. We attributed the anomalous A phase in Coshandites to possibly noncolinear spin structures, such as the topologically protected skyrmions, stabilized
by the DM interaction and/or spin frustration, if antiferromagnetic component of the exchange interaction
coexists. Both are inherent to the kagomé lattice as described in Sec. 1. In chiral skyrmion hosts [44-47], thedistribution of relaxation times and slow spin dynamics in the experimental time scale of χac near TC haveactually been observed. One of the observable multi-q states in centrosymmetric lattices; stripe domains,
soft and hard magnetic bubbles, biskyrmions, etc., can be realized [48] and may explain the nature of the A
phase in Co3Sn2S2 that extends to Zero fields. We suggest further experiments such as the small-angle neutron
scattering (SANS), spin-polarized scan tunneling microscopy (STM) or Lorentz TEM microscopy to shedlight on the nature of Co3Sn2S2 magnetism.
4. Conclusion
Single crystals of two series-compounds of Co-based shandites, Co3Sn2-xInxS2 (0 < x ≤ 2) andCo3yFeySn2S2 (y ≤ 0.5), were successfully grown using a flux method. The structure was investigated bypowder x-ray diffraction and the crystal structure parameters were refined by the Rietveld analysis. Furtherly,

16the crystals were characterized using wavelength-dispersive x-ray spectroscopy and Laue x-ray spectroscopy.
Comprehensive magnetization measurements were performed using the grown single crystals of Co-based
shandites. A strongly-uniaxial anisotropic ferromagnetic order of Co3Sn2S2 below TC ~173 K is suppressed
identically by In- and Fe-substitutions indicating significance of the electron count. The ferromagneticnonmagnetic quantum phase transition was found at around xc (yc) ~ 0.8. Analyses of the magnetizations
based on the extended Q2D spin fluctuation theory clearly revealed a highly Q2D itinerant electron
magnetism of Co-shandites. Low-field-dependent anomalous transitions in the magnetization and AC
susceptibility indicating an equilibrium unconventionally-ordered phase (A phase) have been observed below
TC. The frequency-distributed spin relaxation process with characteristic relaxation times of the order ofseveral seconds has been observed in the A phase. Our results arise a lot of questions that can be answered
by further theoretical and experimental investigations of the nature of Co-shandite magnetic states.
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[29] J. Corps, P. Vaqueiro, A. Aziz, R. Grau-Crespo, W. Kockelmann, J. -C. Jumas, and A. V. Powell, Chem.
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[30] M. Fujioka, T. Shibuya, J. Nakai, K. Yoshiyasu, Y. Sakai, Y. Takano, Y. Kamihara, and M. Matoba,
Solid State Commun. 199, 56 (2014).
[31] P. Mangelis, P. Vaqueiro, J. -C. Jumas, I. da Silva, R. I. Smith, and A. V. Powell, J. Solid State Chem.
251, 204 (2017).
[32] M. A. Kassem, Y. Tabata, T. Waki, and H. Nakamura, J. Solid State Chem. 233, 8 (2016).
[33] M. A. Kassem, Y. Tabata, T. Waki, and H. Nakamura, J. Cryst. Growth 426, 208 (2015).
[34] K. Izumi, F. Momma, Solid State Phenom. 130, 15 (2007).
[35] M. A. Kassem, Y. Tabata, T. Waki, and H. Nakamura, J. Phys. Soc. Japan 85, 64706 (2016).
[36] J. Rothballer, F. Bachhuber, S. M. Rommel, T. Söhnel, and R. Weihrich, RSC Adv. 4, 42183 (2014).
[37] F. Pielnhofer, A. S. Tragl, J. Rothballer, and R. Weihrich, Z. Naturforsch. 69B, 55 (2014).
[38] Y. Takahashi, Spin Fluctuation Theory of Itinerant Electron Magnetism (Springer, Berlin, 2013).
[39] Y. Takahashi, J. Phys. Soc. Japan 55, 3553 (1986).
[40] Y. Takahashi, J. Phys. Condens. Matter 9, 10359 (1997).
[41] To distinguish from the symbols used here for Fe concentration and temperature as y and T, respectively,
we introduce the scaled ynverse suseptibility parameter and the parameter related with the amplitude ofthew thermal spin fluctuation as Y and S, respectively, instead of y and T used for the same parametersin the spin fluctuation theory presented in Ref. 40.
[42] K. S. Cole and R. H. Cole, J. Chem. Phys. 9, 341 (1941).
[43] C. Dekker, A. F. M. Arts, H. W. de Wijn, A. J. van Duyneveldt, and J. A. Mydosh, Phys. Rev. B 40,
11243 (1989).
[44] A. Bauer and C. Pfleiderer, Phys. Rev. B 85, 214418 (2012).
[45] F. Qian, H. Wilhelm, A. Aqeel, T. T. M. Palstra, A. J. E. Lefering, E. H. Brück, and C. Pappas, Phys.
Rev. B 94, 64418 (2016).
[46] L. J. Bannenberg, A. J. E. Lefering, K. Kakerai, Y. Onose, Y. Endoh, Y. Tokura, and C. Pappas, Phys.
Rev. B 94, 134433 (2016).
[47] I. Levatić, V. Šurija, H. Berger, and I. Živković, Phys. Rev. B 90, 224412 (2014).
[48] X. Yu, Y. Tokunaga, Y. Taguchi, and Y. Tokura, Adv. Mater. 29, 1603958 (2017).
Curriculum Vitae

Mohamed Abdelkareem Ali Ahmed Kassem
Lecturer, Department of Physics, Assiut University, Egypt
2004 Bachelor of Science, Department of Physics, Assiut University, Egypt
2011 Master of Science, Department of Physics, Assiut University, Egypt
2017 Doctor of Engineering, Department of Materials Science and Engineering,
Kyoto University
2017 – present Lecturer, Department of Physics, Assiut University, Egypt

18

運 営 状 況

寒剤供給状況
吉田キャンパス
液体ヘリウム供給量
平成29年度

単位：リットル

4月

5月

6月

7月

8月

9月

合 計

理学研究科・化学

1,091

744

631

1,265

824

1,156

5,711

理学研究科・物理学第一

7,761

8,480

7,309

9,186

8,178

7,178

48,092

理学研究科・その他

66

0

0

0

0

53

119

人間・環境学研究科

81

923

497

938

1,782

1,458

5,679

工学研究科

69

207

523

209

0

0

1,008

医学研究科

516

432

420

621

410

429

2,828

農学研究科

30

15

17

30

74

28

194

物質－細胞統合システム拠点

36

23

47

165

0

140

411

事務本部（ELCAS事務局）

0

8

0

6

24

0

38

環境安全保健機構 （低温物質管理部門及び物性科学センター）

1,595

1,251

1,637

1,858

1,066

981

8,388

11,24512,083

11,081

14,27812,358

11,423

72,468合計

液体窒素供給量
平成29年度

単位：リットル

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）

3,842

5,179

6,150

4,480

4,415

5,362

29,428

理学研究科・物理学第一

2,659

2,494

2,563

3,036

2,838

2,924

16,514

理学研究科・その他

717

739

852

793

814

769

4,684

人間・環境学研究科

515

806

994

760

972

620

4,667

工学研究科

663

542

675

753

493

378

3,504

医学研究科

959

943

1,029

1,076

822

824

5,653

農学研究科

2,164

2,370

2,502

2,444

2,434

2,127

14,041

エネルギー科学研究科

345

409

592

1,081

1,330

678

4,435

生命科学研究科
地球環境学堂ウイルス・再生医科学研究所
国際高等研究院

903

941

941

928

1,228

792

5,733

14

9

0

18

19

18

78

1,801

1,619

1,914

2,070

1,640

1,746

10,790

64

175

93

30

118

148

628

放射性同位元素総合センター

250

224

287

204

80

119

1,164

物質－細胞統合システム拠点

693

412

744

624

716

742

3,931

事務本部（ELCAS事務局）

0

9

6

0

39

0

54

環境安全保健機構・低温物質管理部門

4
15,593

13
16,884

10
19,352

61
18,3580
17,9580
17,247

88
105,392

合計19

宇治キャンパス
液体ヘリウム供給量
平成29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
産官学連携本部
合計

単位：リットル

4月
2,217
140
53
0
0
0
0
61
2,471

5月
1,784
337
0
0
0
0
0
160
2,281

6月
2,264
353
0
0
0
0
0
72
2,689

7月
1,947
363
0
0
0
0
0
70
2,380

8月
2,747
336
57
0
0
0
0
149
3,289

9月
2,557
180
0
0
0
0
0
117
2,854

7月
2,752
1,304
376
544
0
0
168
0
0
5,144

8月
2,601
1,728
368
603
0
0
326
0
0
5,626

9月
2,818
1,299
419
217
0
0
95
0
0
4,848

7月
129
116
606
59
0
239
0
1,149

8月
300
233
457
137
71
54
0
1,252

9月
234
149
352
108
58
45
37
983

合計
13,516
1,709
110
0
0
0
0
629
15,964

液体窒素供給量
平成29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
産官学連携センター
合計

単位：リットル

4月
2,147
1,200
212
525
0
0
44
0
0
4,128

5月
2,480
1,267
259
409
0
0
104
0
30
4,549

6月
2,555
1,595
399
654
0
0
214
0
0
5,417

合計
15,353
8,393
2,033
2,952
0
0
951
0
30
29,712

桂キャンパス
液体ヘリウム供給量
平成29年度液体ヘリウム供給量
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
物質-細胞統合ｼｽﾃﾑ拠点
合計

単位：リットル

4月
288
116
438
148
126
154
0
1,270

5月
258
166
722
51
69
46
0
1,312

6月
315
215
363
186
44
130
35
1,288

合計
1,524
995
2,938
689
368
668
72
7,254

液体窒素供給量
平成29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
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
合計

20

単位：リットル

4月

5月

6月

7月

8月

9月

合計

27
17
35
135
940
8,171
1,872
995
308
784
1,608
78
40
303

35
26
66
115
1,376
11,727
1,937
1,103
387
1,250
1,526
85
44
74

36
52
88
115
493
12,393
1,965
817
404
1,326
1,575
131
29
199

55
50
71
48
758
11,427
1,845
1,106
471
906
1,919
115
13
113

20
39
59
0
263
11,411
2,075
689
353
1,056
1,450
160
31
46

66
45
60
0
153
11,288
2,034
941
571
1,344
1,670
68
50
92

15,31319,751

19,62318,897

17,652

18,382

239
229
379
413
3,983
66,417
11,728
5,651
2,494
6,666
9,748
637
207
827
109,618

環境安全保健機構 低温物質管理部門/附属物性科学センター 併任教員名簿
平成29年4月1日

氏

名

佐々木

職
豊

教 授

矢

持

秀

起

教

授

寺

嶋

孝

仁

教

授

松

原

明

准教授

佐

藤

智

准教授

大

塚

晃

弘

准教授

中

野

義

明

助

教

北

川

俊

作

助

教

部屋番号

所属・連絡先TEL3755
総合研究5号館307
sasaki@scphys.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 4069
総合研究5号館410
yamochi@kuchem.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 9521
総合研究5号館407
terashim@scl.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 3787
ダークマター実験棟
akira@scphys.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 7755
総合研究5号館303
sbsato@em.biophys.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 4062
総合研究5号館403
otsuka@kuchem.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 4061
総合研究5号館310
nakano@kuchem.kyoto-u.ac.jp
ＴＥＬ 3752
理学部5号館140
kitagawa.shunsaku.8u@kyoto-u.ac.jp

21

「京都大学物性科学センター誌（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，2京都大学物性科学センター
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「京都大学物性科学センター誌（通称：LTM センター誌，英文名：Low Temperature and Materials
Sciences (Kyoto University)）では，環境安全保健機構が提供する寒剤・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, 京都大学物性科学センター誌 30, 26 (2016).
[2] K. Yoshimura, Low Temperature and Materials Sciences (Kyoto University) 1, 13 (2003).
† 京都大学物性科学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）.

22

編集後記
低温物質科学研究センターからの改組以降も旧専任教員はそれぞれの専攻で教育研究活動を行い，同時に旧センターで負っていた支援業務も継続しています．旧専任教員は以前の LTM セ
ミナーと同様に，学外の研究者が来られた際には出来る限り講演会等を催し，開かれた学術情報の交換が行えるように心がけています．その様な日々の中で，10 月にポルトガルの先生の御来訪があり，講演会の後，同国の寒剤事情をお聞きすることが出来ました．同国では大学としてヘリウム液化機を設置・運転しているのは唯一リスボン大学のみとのことで少し驚かされました（この先生は機能性物質の合成と物性評価を専門とされていますが寒剤供給にも関わっておられ，吉田地区の液化棟を丁寧に見学して行かれました）．また、不安定試料の合成と SQUID 等による測定実験の連動が必要な研究を行うため，ヘリウム産出国であるはずのロシアから実験に来られる研究者も居られます．
日本国内でも多くの大学でヘリウム液化機を設置・運転しているとは言い難い状況であり，個
人的には科学研究・教育の範囲が狭まってしまうのではないかとの不安も感じています．
本学では，幸いにも皆様の御支援を受け，「物性科学センター 講演会・研究交流会」が例年開催され，寒剤や共同利用機器の利用者が集う機会となっています．本誌発行後、ホームページ等
で今年度の集いについての御案内を行うことになります．自前の寒剤供給システムを持つ大学の強みを感じていただき，また、異分野の研究についても情報を得ていただくため，今回も奮って御参加いただけますよう，御誘い申し上げます．
H. Y.

23

京都大学 物性科学センター誌(LTMセンター誌)
Low Temperature and Materials Sciences(Kyoto University)
第31号 2017年12月 Volume 31, December 2017
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,
笠原 裕一, 藤原 直樹, 前里 光彦
事務

局：〒606-8501京都市左京区吉田本町
京都大学環境安全保健機構 物性科学センター
Tel:075-753-9521 Fax:075-753-9521
E-mail: terashim@scl.kyoto-u.ac.jp(寺嶋孝仁)

印

24

刷：創文堂印刷株式会社