HCP 金属の低温クリープ領域の再評価
松 永 哲 也亀 山 達 也 上 田 章 二 佐 藤 英 一
1)2)

.

は じめに

一般にクリープとは，絶対温度で表した材料の融点(Tm )の 40 以上，一定応力下において，時間に依存してひずみが蓄積される現象のことを言う．これは，高温になるにつれ原子の拡散が活発になることで顕著になり，負荷応力，粒径，温度を変数とし，クリープ機構が遷移する．また，この現象全体は，Frost と Ashby(1)， Langdon(2)により変形機構領域図としてまとめられ，各クリープ領域は以下の構成方程式(MukherjeeBirdDorn の式(3) )で整理されている．
np( )( )Q
D＝D exp (－ )RT

e· ＝ADGbkTsEbd0(1)(2)

ここで，e· は定常クリープ速度，A は材料定数，D は拡散係数，G はせん断係数，b はバーガースベクトル，k はボルツ

図1

Frost と Ashby により提案された Ti の変形機構
領域図(1)．

マン定数，T は温度，s は応力，E はヤング率，n は応力指数，d は粒径，p は粒径指数，D0 は振動因子，Q は見かけの活性化エネルギー，R は気体定数である．

示された Ti の値である．

図はチタン( Ti )における Frost と Ashby の変形機構領

この領域図では，400 K 以下 0 K まで描かれているが，そ域図である． Ti では，概ね t/G ＝10－4 以上で転位芯拡散律の元となる 0.3 Tm 以下の温度域のデータ点は少ない．実速の低温転位クリープ(4)，それ以下では粒界拡散(Coble)ク際 ， 半世 紀 前 には Adensted(6) が a Ti に おい て 室 温( 0.15リープ(5) が観察されると整理されている． 400 700 K 以下Tm )でクリープすることを報告しているが， Frost 等は無視で生じる低温転位クリープ領域では n ＝ 6.3, p ＝ 0 となり，している．その後 1960 1970 年代には， Ti 5Ai 2.5Sn(7)(8),

粒径依存性が存在しないのが特徴的で，空孔の拡散による転Ti 6Ai 4V(8)(12) で，最近では， Mills 等が Ti 6Al 系合金位の上昇運動のため，介在物を乗り越え変形が持続する．約( Ti 6Al, Ti 6Al 2Sn 4Zr 2Mo )(12)(17) , Ankem 等 が Ti 

800 K 以下で生じる Coble クリープ領域(e· ≪ 10－12 s－1 )では0.4Mn(18), Ti1.6V(19)を用いて 0.15 Tm 近傍でクリープが生n ＝ 1, p ＝ 3 となり，粒界に沿った空孔の拡散によりクリーじると報告している． Ti 合金における 0.15 Tm 近傍のクリプが生じる．ここで応力指数，粒径指数は参考文献( 1 )にープ機構は未だ議論中で，これまで，a 粒内のバーガースベ

宇宙航空研究開発機構，宇宙科学研究所1)プロジェクト研究員，2)教授(〒2525210 相模原市中央区由野台311)
東京大学大学院院生(現在三菱重工業株式会社)，
首都大学東京大学院院生(現在三菱重工コンプレッサ株式会社)
Reevaluation on Lowtemperature Creep Region of HCP Metals; Tetsuya Matsunaga, Tatsuya Kameyama, Shoji Ueda, EiichiSato(Institute of Space and Astronautical Science, Japan Aerospace Exploration Agency, Sagamihara The University of Tokyo, Tokyo(Present, Mitsubishi Heavy Industries, Ltd.), Tokyo Metropolitan University, (Present, Mitsubishi Heavy Industries Compressor
Corporation)
Keywords: hexagonal closepacked (HCP) metals, planar slip, grain boundary sliding, constitutive relation, ambienttemperature creep
2010年 9 月16日受理

ま て り あ 第50巻 第 3 号(2011)Materia Japanクトル b ＝ a / 3〈 112̃0 〉を持った転位の平面すべり(7)(17) と時間の経過とともに幅が広がる変形双晶(時間依存性の変形双晶)(18)(19) の 2 つが提案されている．大部分の研究結果は，平面すべりの発生が変形を支配していると結論付けており，時間依存性の変形双晶が現れる場合は，粒径( d )が 500 mm程度の時だけである． Ti の転位運動が発生する応力と変形双晶が発生する応力は大きく異なり(20)(22) ，転位運動の方がはるかに起こりやすいことからも 0.15 Tm 近傍の Ti 合金のクリープが転位運動によると考えられる．しかし，上記のような低温で生じるクリープは上述の Ti 合金でしか報告されておらず，その他の金属，合金に適用可能か議論の余地が残されている．
そこで，本研究は金属の低温，低ひずみ速度の変形機構を再調査することで，従来の変形機構領域図の修正を行うこと

図2を目的とした．さらに以下 3 点の問題点を中心に議論を進

各金属の定常クリープ速度とヤング率で規格化した応力の関係．

めることで，低温変形機構の正確な記述を行う．


0.15 Tm のクリープは Ti 合金特有の変形機構か．



変形は転位運動か，変形双晶か．



クリープの律速過程は何か．

.

低温でのクリープ挙動(23)(25)

はじめに，第一の問題点である「 0.3 Tm 以下のクリープは Ti 合金特有の変形機構か」を取り上げる．本節では，様々な金属，合金を用いて，室温でクリープ試験を実施した結果を述べる．クリープ試験は，ひずみ速度 10－3 s－1 の引張試験より観察される 0.2耐力以下の応力とした．ひずみは分 解 能 3 × 10－6 の ひ ず み ゲ ージ を 試 料 表 面 に 貼付 し 測 定
し ， 定 常 ク リ ー プ 速 度 は ， Garofalo の 対 数 ク リ ー プ 経 験式(26)を用いて評価した．

図3

CPTi における応力指数の温度依存性(25)．

図4CPTi, Mg, Zn のアレニウスプロット(25)．

図に定常クリープ速度とヤング率で規格化した応力の両対数プロットを示す． HCP 金属，合金においてのみ 10－8－10－9 s－1 程 度 の 定 常 ク リ ー プ 速 度 が 観 察 さ れ る の に 対 して，それら以外ではひずみ速度が小さく観測領域外(＜10－10s－1 )で，データのプロットはできなかった†．HCP 純金属の応力指数は概ね 3，合金は10以上を示し，室温クリープが転位クリープ領域に属することを示唆した．室温クリープはTi 合金のみでなく，HCP 構造を持つ金属および合金でも現れる．
さらに，温度依存性調査のために 203 873 K でのクリープ試験の結果を，CPTi を例に示す(図)．試験温度が上昇することで，応力指数も大きくなり，従来から報告のある低温転位クリープ(転位芯拡散律速クリープ)領域に遷移していく．また，高応力になるほど n＝3 の直線から外れる傾向が見られた．これは，クリープ変形がべき乗則崩壊領域に遷移したことを示す．その他マグネシウム(Mg)，亜鉛(Zn)においても同様な結果を得た(25)．
† 高純度 Al に代表される FCC 金属では， 0.2 耐力以上の応力により時間依存のクリープ挙動を示したが，これは HCP 金属の低温クリープとは異なる変形機構による現象である(41)(42)．



最近の研究

室温でのクリープの特徴を更に調査するため，s/E＝0.001 ( CP Ti ) , 0.0008 ( Mg ) , 0.0002 ( Zn )においてアレニウスプロットを作成した(図)．各試料とも二つの見かけの活性化エネルギーの異なる領域が存在することを示している．
まず Mg, Zn において高温側は， Q 値が，それぞれ 64 ， 79kJ/mol となり，過去に報告のある転位芯拡散の Q 値(1)と近いことから，転位芯拡散律速の低温転位クリープ領域である．室温付近で Mg, Zn の Q 値は変化し，低温域では21, 12kJ/mol という非常に低い値を示した．この低い見かけの活性化エネルギーの領域は，参考文献(1)には記載されていな
い．ここで Zn では，室温で T/Tm＝0.42 となり規格化した温度からは高温クリープに分類されるが，本試験の Q 値からは低温で生じるクリープ領域に属することが判明した．
CP Ti では，高温領域で， Q ＝ 150 kJ / mol と高い値が確認された．これは体拡散に律速された高温転位クリープ領域といえる． Q 値が 24 kJ / mol である領域は， Mg と Zn 同様に

図5新しいクリープ領域に属する． CP Ti において低温転位クリープが観察されなかったのは，473 K 近辺で，ひずみ時効の効果が顕著になり(27) ，クリープ変形を阻害したためであろうと考えられる．そのため図内には，点線で転位芯拡散の室 温 ク リ ー プ試 験
後 の CP Ti, Mg,Zn の TEM 明 視 野像 ． 電 子 線 入射 軸は ， [ 0001 ] ,[2̃110], [0001](28)．

活性化エネルギーの領域を描き入れた．
ここで，なぜ HCP 構造を有する材料にだけ 0.3 Tm 以下でクリープが現れたのかを考察する． HCP 構造は，基本構造が六角形であるため，構造の持つ対称性が低い．独立なすべ り 系 の数 が ， 底面 す べ りで は 2 個 だ けで あ る ．一 方 ，FCC 構造では{111}〈 š110〉に等価な独立したすべり系が12個

表1

室温クリープ後に観察された CPTi, Mg, Zn の転位の種類．

試料

活動すべり系存在する．つまり粒内の等価なすべり系が少ない HCP 金属
では，転位の切り合いが起こりづらいため，加工硬化が顕著に起こらず 0.3 Tm 以下でも，室温クリープが発生したと考えられる．以降上記のようなクリープを室温クリープと称す
る．また，FCC, BCC 構造では，多数のすべり系が活動するために転位は切り合いを起し，顕著な加工硬化によりクリープ変形しなかったと考えられる．

.

転位の種類

b

転位線方向CPTi 〈112̃0〉{11̃00} 刃状転位 〈112̃0〉〈0001〉{0001} 混合転位 〈112̃0〉〈1̃21̃0〉〈112̃0〉{11̃01} 混合転位 〈112̃0〉〈1̃21̃3〉〈112̃0〉
Mg 〈112̃0〉{0001} 混合転位 〈112̃0〉〈1̃21̃0〉{11̃00} 刃状転位 〈112̃0〉〈0001〉〈112̃0〉Zn 〈112̃0〉{0001} らせん転位 〈112̃0〉〈112̃0〉{11̃00} 刃状転位 〈112̃0〉〈0001〉〈112̃0〉観察頻度1010
80
80
20
6040

室温クリープ領域における粒内転位組織(28)2 節で述べたように， HCP 金属の室温クリープでは活動するすべり系の数が制限されている．そこで本節では，室温ら，粒内においても，同様な形状を保ちすべり運動をしてきた可能性が高い．

クリープ領域の変形機構を詳細に解明し，主たる変形機構が更なる TEM 観察を各試料において行い，表に観察した粒内の転位運動か，変形双晶かを判断するために，各種顕微すべり系，転位の種類，観察した頻度などを示した．最も頻鏡を用いて微細構造観察を行った．試料は CP Ti, Mg, Zn

繁に観察されたすべり系は，CPTi では錘面すべり〈112̃0〉で 0.2 耐力の 80 を負荷し，それぞれのひずみ量を 0.003,{11̃01}, Mg では底面すべり〈112̃0〉{0001̃}, Zn では，底面す0.02, 0.05とした．

べり〈112̃0〉{0001}であった．観察された全ての転位が b＝a

上記条件での透過型電子顕微鏡(TEM)写真を図(a)(c)であったが，転位線方向に統一性は無く，刃状，らせん，混に示す．入射軸 B と g ベクトルは，キャプションおよび図合転位が観察された．また，様々なすべり系の活動が明らか内に示した．観察された転位構造は，どの試料も同様であとなったが，どの粒でも活動しているすべり系は一つだけでり，転位は直線的で，切り合いを起こしていなかった．今回あった．さらに，すべり系はパイエルスポテンシャルが最も観察した領域は，粒界近傍であったため，粒内における転位低いすべり系だけが観察されるわけではなかった．活動する構造を明確に示したものではないことに注意したい．しかすべり系は，各結晶の配向に依存する．

し，粒界に堆積した転位が切り合いを起こしていないことか

ま て り あ 第50巻 第 3 号(2011)Materia Japan次に変形双晶の影響を調査するため，室温で Mg を用い

て引張および圧縮クリープ試験を行った．図( a )は，引張晶が主たる変形機構であることを示し，これらが多数発生すおよび圧縮のクリープ曲線を表し，図 6(b)(d)は図 6(a)内る場合，クリープが生じないことも示している．の矢印で示した条件下での光学顕微鏡(OM)写真である．負荷した応力は 42.7 MPa で，これは引張試験の 0.2 耐力の.

室温クリープ領域における律速過程(29)70と，圧縮での耐力の170に等しい．引張クリープでは顕著にクリープ変形が起こるのに対し，圧縮クリープでは，室温クリープの転位構造では，粒内に転位運動を阻害する

初期ひずみを生じた後は，ひずみの蓄積は見られなかった．

要因がないため，転位は粒界まで容易に達する．そして，結また OM 写真からは，引張クリープ試験後より圧縮クリー晶の対称性が低い HCP 構造においては，粒界でひずみの連プ試験後の試料表面に多量の変形双晶が生み出されているこ

続性が保てないため，転位が粒界に堆積し，クリープを停止とが示された．これは，圧縮クリープ試験において，変形双させると予想された．しかし，長期のクリープ試験でもクリープは持続しており(25) ，粒界に堆積した転位が緩和されると考えられる．従来の高温側のクリープの場合には，拡散が活発なため，粒内で切り合った転位は緩和され，更なる変形が持続する．しかしながら，室温クリープ領域では，見かけの活性化エネルギーが約 20 kJ / mol であることから，通常の拡散とは異なった機構が働いていると考えられる．そこで
本節では，室温クリープにおける粒界の影響を調査し，クリープの律速機構の解明を目的とし，様々な粒径を有する Znを用いてクリープ試験を行った(29)．さらに OM 観察，後方散乱電子線回折( EBSD )法，原子間力顕微鏡( AFM )観察を行い，粒界近傍の変形挙動を観察した．
クリープ試験の結果，室温付近での応力指数は 3.1，高温側では5.5が示された(29)．高温側の応力指数は，これまでに報告のある値(1)と等しく，転位芯拡散に律速された低温転位クリープ領域であると思われる．またアレニウスプロットからは，どの粒径の試料でも概ね 20 kJ / mol 程度の値が観察された(29) ．この試験結果を用いて，室温クリープの粒径依存性を求めると，粒径指数は 0.7 で，弱い粒径依存性が存在

図6

図7


Mg における引張クリープと圧縮クリープの比較．( a )クリープ曲線および光学顕微鏡写真( b )変形前，( c )引張クリープ試験後，( d )圧縮クリープ試験後(28)．

した(29)．
図(a)は，d＝210 mm の試料を用い，0.2耐力の80を負荷したクリープ試験後の試料表面の OM 写真である．こ(a)Zn(d＝210 mm)における，0.8s0.2 負荷したクリープ試験後の OM 写真．(b)(a)内の白線部の表面プロファイル．(c)試験前の(a)の白枠部の EBSD 解析結果．全面が青色一色で示されていることから，格子のひずみはない．(d)同箇所の試験後の EBSD 解析結果．青から白へのグラデーションから約 5 度の格子回転が観察された(29)．

最近の研究ここで，転位が粒界に吸収される時にはシャッフリングが働いていると考えられる．シャッフリングとは，バーガースベクトル 1 個分よりも短い距離の原子の移動(34)であり，小さい活性化エネルギーでも活動できる．特に，ランダム粒界で eGBS が大きくなったのは，粒界での結晶構造の乱れにより，容易にシャッフリングが誘起され，転位を∑粒界より多く吸収したことに起因する．
これまで粒界での転位の吸収と粒界すべりの関係性は，
Displacement sift complete (DSC)転位モデルで整理されてきた(35)(36)．しかし，DSC 転位モデルの場合，∑粒界を用いるため，粒界には構造が存在し，粒界エネルギーが低く，安定している．これらの粒界内に転位を導入しようとする場
合，熱活性化過程である拡散の寄与があり(34)(36) ，シャッ
図 8 〈 101̃0 〉傾 角 粒 界 で の eGBS と Misorientaion の 関係(29)．

フリングに必要な活性化エネルギーもより大きな値が必要である．よって室温クリープでは DSC 転位モデルによる粒界すべりの記述は成り立たない．の時のひずみ量は0.02で，粒界すべりの跡がはっきりと観察.

室温クリープ領域における構成方程式の導出(29)された．図中央の白線は， AFM の観察場所で，観察結果(図 7 ( b ))から， 0.77 mm の粒界すべり量を観察した．観察した100点の粒界を解析した平均は約1.0 mm であった．
図7(c), (d)は，クリープ試験前後で図 7(a)内の枠内を，2 節から 4 節までに， HCP 金属における室温クリープの変形機構を求めてきた．室温クリープは耐力以下の低応力で起こる現象であり，その特徴を以下にまとめる．

EBSD 解析した結果を示す．このマップは，図 7 ( c )内の上


六方晶金属および合金に特有の変形機構である．

部にある赤点の結晶の配向を基準に，何度格子が傾いている

応力指数は約 3 である．

かをグラデーションで表している．変形前(c)は，粒内が青

見かけの活性化エネルギーは 20 kJ/mol である．

色一色で結晶にゆがみが無い様子を示している．一方，変形

変形機構は直線的な転位の平面すべりである．

後(d)では，粒界に向かって青から白へのグラデーションが

粒径指数は約 1 である．

観察された．これは，約 5 度の格子回転を表し，粒界近傍



粒界の転位の吸収が律速過程である．に堆積した転位が，結晶格子を歪めたことを示している．

これまでに得られた実験結果から，室温クリープの構成方

図は〈 101̃0 〉軸の回転軸を有する粒界の回転角と粒界す

程式は，式( 1 ), ( 2 )で n＝3, p＝1, Q＝20 kJ/mol として示べりのひずみ量( eGBS )を Bell と Langdon による方法で評価される．ここで，実験から得られる構成方程式を理論的に求し(30)，まとめたものである．図内に示した∑粒界の位置でめてみる．粒界に堆積した転位の緩和を考える場合，室温ク粒界すべり量が減少し，ランダム粒界の位置で増加している．

リープは回復律速のクリープであり， g· ＝ r / h として示され近年，小池等(31) によって Q ＝ 15 kJ / mol で起こる粒界する(37) ．ここで r は回復速度， h は加工硬化率である．転位べり機構「slipinduced GBS(31)(33)」が AZ31 の引張試験よ源(FrankRead 源と仮定する)から粒界に堆積する転位にかり考察された．ここで観察された見かけの活性化エネルギー

かるせん断応力 t は， t ＝ mGb / pL であり，転位密度( r )はは ， 本 実 験 で 示 さ れ た 20 kJ / mol に 近 い 値 で あ る ．

m ＝ rL2 という関係で示される(38) ため， dt ＝( GbL / p ) dr とValiev(32) と Mussot(33) は， Zn を用いて， von Mises の条件なる． m は転位の本数， L は転位の堆積距離である．さらを粒界で満たせない HCP 金属，合金では，粒内転位を吸収に，h＝dt/dg＝(dt/dr)(dr/dg )であり，せん断ひずみ(g )として粒界すべりを生み出す機構が必要であると説き，実験的転位密度の関係は，s を転位の移動距離とすると，dg＝sbdrに示した．室温クリープでも活動するすべり系がひとつであとなるため，ることから，参考文献(31)(33)によって示された機構が働いている条件と合致する．
slip induced GBS の発現過程をまとめると，以下のようになる．

h＝G 2bpst(3)h は応力 t の－ 1 乗に比例する． s は粒内に転位運動の障害物が無いことから，d と等しい．
次に，回復速度 r ＝ dt / dt を求める．粒界において転位の

粒内で転位による変形が生じる．



転位は粒界に堆積し，内部応力を発生させる．

吸収が行われる場合，その機構は， Arieli と Mukherjee ら

内部応力が，粒界と接した転位を粒界に押し出す．

によって提唱された超塑性の理論(39) を適用する．これは，



押し出された転位が粒界面をすべり，粒界すべりを生結晶粒から粒界へ転位を導入し，粒界すべりを生じさせる機み出す．

構を扱っているためである．つまり，シャッフリングによる

ま て り あ 第50巻 第 3 号(2011)Materia Japan原子の再配列で転位が吸収される場合も，彼らの理論(39) で無理なく slip induced GBS を説明できるためである．彼等
が提案した転位の吸収速度 v は，転位密度変化が体積 V＝b2d で生じるとすると，粒界近傍での dr /dt (＝ v / V )とすることができる．よって t と r の関係式から，回復速度 r を求めると，式( 4 )となる．
r＝ADb222(GkTb ) ( db ) ( Gt )2 2(4)

ここでは転位の堆積距離 L を粒径 d とした．よって，g· は

g· ＝r/h＝AD3( )( )( )GbkT

dbtG(5)となり，定常クリープ速度が，応力の 3 乗および粒径の－1乗に比例することが示された．これは実験値から得られる応力および粒径指数と近い．
次に，室温クリープ時の拡散係数を考察する．転位クリープの場合，拡散係数は有効拡散係数(De )として，De＝Dl＋b(s/G )2Dc で示される(40)．ここで，Dl は体拡散の拡散係数，
Dc は転位芯拡散の拡散係数で，高温時は第一項が，低温時は第二項が支配的になるとされている．また b は定数である．ここに第三項として，シャッフリングの係数( Ds )を導入する． Ds は，粒界拡散のように粒界に沿った空孔の移動を示すものではなく，粒界近傍のみで生じる空孔の微小移動と捉えると，転位の移動距離を b ，粒界密度を 1 / d とすると，式( 6 )を得る．
De＝D l＋b2( ) D ＋( db ) Ds
Gcs(6)

ここで，十分低温で第三項が支配的になると，シャッフリングによる転位の吸収機構が律速過程となる．式( 6 )のよう

図9に有効拡散係数を用いることで， 3 種類(体拡散律速，転位CPTi における(a)Langdon の変形機構領域図と(b)修正した変形機構領域図．

芯拡散律速，シャッフリング律速)の転位クリープを一つの式で示すことができる．
以上の考察より，室温クリープは結晶粒内の転位運動と，シャッフリングによるクリープであることを理論的に示すこ

20 kJ/mol，粒径指数は 1 であった．
とができた．これらの知見をもとに室温クリープ領域を従来とが分かった．この転位は，一つの粒内では，一つのの変形機構領域図に加えた(図( b ))．ここでは，各領域を直線で区切れる Langdon の変形機構領域図で示している．

室温クリープは，直線的な転位が変形を担っているこすべり系しか働かない平面すべりをしている．



室温クリープの律速過程は拡散による転位の吸収では従来，低温領域に存在した転位芯拡散律速の低温転位クリーなく，シャッフリングと呼ばれる，原子の短距離移動プ領域が，室温クリープ領域に置き換わることが明確に示さによるものである．

れた．

HCP 金属においては，新しいクリープ機構が存在することを示し，室温クリープの構成方程式を表すことができた．

.

お わりに

これにより変形機構領域図に新たに室温クリープ領域を加えることができた．また，低温変形機構の記述をより正確に行HCP 金属の低温域のクリープ機構を再評価するに当り，うことが可能となり，およそ 0.3 Tm 以下では，室温クリー様々な金属を用いてクリープ試験を行った．その後，TEM，プ， 0.3 Tm 以上の高応力域では，低温転位クリープ，低応SEM 等各種顕微鏡を用いて，変形後の組織観察から変形機力域では Coble クリープとなることを示した．

構および律速過程を調査し，以下のような特徴を持つ室温クリープ領域の存在を明らかにした．

最近の我々の研究では， FCC 金属においても， 0.4 Tm 以下の温度域で，低い見かけの活性化エネルギー(30 kJ/mol)

室温クリープは Ti 合金のみならず，HCP 構造を有すを有した新たなクリープ領域を発見した(41),(42)．このクリーる金属でも観察される．

プは，HCP 金属の場合と異なり，0.2耐力以上の高応力域



純金属の応力指数は 3，見かけの活性化エネルギーはに限定され，セル組織の形成，発達に起因すると考察してい


最近の研究

る(42)．現在，詳細にこの変形機構の調査を行っている．
本研究の一部は，日本学術振興会および軽金属奨学会に支援していただいており，ここに感謝致します．また， AFM観察において，ご助力いただいた青山学院大学大学院小川武史教授，坂上賢一助教(現芝浦工業大学大学院)に御礼申し上げます．

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ま て り あ 第50巻 第 3 号(2011)Materia Japan

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★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★
2007年 3 月

松永哲也

東京大学大学院工学系研究科修士課程修了
2008 年 4 月― 2010 年 3 月 日本学術振興会特別研究員 DC
2010年 3 月 総合研究大学院大学物理科学研究科博士課程修了
2010年 4 月―現職
専門分野材料強度学◎特に HCP 金属に注目し，様々な結晶構造の金属を用いて低温領域のクリープ機構の調査を行っている．

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亀山達也

上田章二

佐藤英一

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