目次
第 38 号 2021 年 6 月

研究ノート
超伝導ダイオード効果の観測…………………………………………………………… 安藤冬希，小野輝男 … 3
FeSe における Fulde-Ferrell-Larkin-Ovchinnikov 超伝導…………………………………………………………………………… 笠原 成 … 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…………… 20
寒剤供給関係業務担当者，ヘリウムガス回収中継所責任者…………………… 22
環境安全保健機構併任教員………………………………………………………… 23
環境安全保健機構低温物質専門委員会委員……………………………………… 24
投稿案内……………………………………………………………………………………… 25
編集後記……………………………………………………………………………………… 26

1

Low Temperature and Materials Sciences (Kyoto University)
Number 38, JUNE 2021

Table of Contents

Research Reports

Observation of Superconducting Diode Eﬀect……………………………………………………………… Fuyuki Ando, Teruo Ono … 3
Fulde-Ferrell-Larkin-Ovchinnikov Superconducting State in FeSe……………………………………………………………………… Shigeru Kasahara … 9

From Organizing Committee

Amounts of Cryogen Consumptions : Yoshida Campus, Uji Campus and Katsura Campus………………………………………………………………………………………………20
Staﬀs contributing to Cryogen Supply and Responsible Persons for He Gas Recovery Stations………………………………………………………………………………………………22
Concurrent Staﬀs of the LTM Center ……………………………………………………23

Member of the Committee …………………………………………………………………24

Call for Manuscript ………………………………………………………………………25
Editor’s Note …………………………………………………………………………………26

2

研究ノート超伝導ダイオード効果の観測
Observation of Superconducting Diode Eﬀect
安藤冬希，小野輝男
京都大学化学研究所
F. Ando and T. Ono
Institute for Chemical Research, Kyoto University
The diode, which has a low resistance in the forward direction and a high resistance in the reverse direction,
forms the basis of numerous electronic components, such as rectiﬁers, AC-DC converters, and photodetectors.
However, there inevitably exists an energy loss due to the ﬁnite resistance in the forward direction. Therefore,
it is a worthwhile goal to realize a superconducting diode that has zero resistance only in the forward direction.
In this study, we fabricated a new class of superconducting superlattice consisting of Nb, V, Ta, in which global
inversion symmetry was broken along the stacking direction, and discovered a superconducting diode eﬀect. This
superconducting diode eﬀect enables the phase coherent and direction selective charge transport, paving the way
for the construction of non-dissipative electronic circuits.

1. はじめにダイオードとは，順方向に電流をよく流す一方でその逆方向にはほとんど流さないという非相反な特性を持つ素子である．1874 年に Braun が金属針と半導体の接点におけるダイオード効果 [1] を発見してから現在に至るまで，整流器・混合器・光検出器など数多くの電子部品に半導体ダイオードが利用されてきた．しかしながら，半導体ダイオードは順方向でも有限の電気抵抗を持つため，各部品における電圧降下が避けられない．したがって，半導体ではなく電気抵抗ゼロの超伝導体におけるダイオード効果の発見が望まれていた．
1997 年に Rikken らは，ある物質中で空間反転対称性と時間反転対称性が同時に破れている場合にもダイオード効果が生じることを示した [2]．このような特性は磁気カイラル（磁気電気）異方性と呼ばれる．この機構について，z 軸方向にのみ空間反転対称性が破れた Rashba 系を例にして解説する．Rashba 系では，図 1（a）に示すように空間反転対称性の破れに垂直な x-y 平面内を運動する
電子に対して，スピン軌道相互作用によるスピンの向きに依存したバンド分裂が起こる [3, 4]．このとき，スピンσと波数ベクトル k は x-y 平面内で直交し，σ（+k）= －σ（－k）の関係が成り立つ．この Rashba 系に対して，y 軸方向の外部磁場 By を印
加して時間反転対称性を破ると，図 1（b）のように
ゼーマン効果によって波数ベクトル +kx と－kx のエ

図 1 （a）Rashba 効果によりスピン分裂したバンドのフェルミ面．矢印はスピンσを示す．
（b）外部磁場 By を印加したときの，ゼーマン効果によるフェルミ面上のスピン分布の変化．

3

ネルギー分散に差が生じる．その結果，x 軸方向に電流 I を流したときに，その電流の符号によって異なる電気抵抗が観測される．Rashba 効果と外部磁場によって誘起される電流の非線形応答は以下の（1）式で記述される．
R=R（1+
γ（B × z）∙I ）0（1）

γは Rashba スピン軌道相互作用に依存する磁気カイラル異方性定数である．第 2 項目の非線形
抵抗は第 1 項目の線形抵抗 R0 に対する摂動項であり，これが有限の値であるときに電流の符号に応じて抵抗の異なるダイオードとなる．一般的な常伝導体では，フェルミエネルギーに対して Rashba スピン軌道相互作用のエネルギースケールが数桁小さいため，γ及び非線形抵抗は極めて小さいことが知られていた [5]．
2. 超伝導体における非相反電荷輸送
近年，MoS2 や WS2，あるいは Bi2Te3/FeTe 界面のような低次元導体の超伝導揺らぎの領域におけるγが，常伝導状態に比べて数桁大きくなることが発見され注目を集めている [6-8]．この
物理的な起源としては，常伝導体では電子の運動がフェルミエネルギー（～eV）によって規定されていたのに対して，超伝導体ではそれが超伝導ギャップ（～meV）に置き換わることによって相対的に Rashba スピン軌道相互作用の寄与が増大していると考えられている．Rashba 超伝導体における非線形抵抗の発見は，エネルギー損失ゼロのダイオード実現の可能性を示唆するものであったが，これまでの報告は全て線形抵抗が有限の領域に限られていたため，線形抵抗ゼロの領域におけるダイオード効果の発見が望まれていた．
3. 空間反転対称性の破れた超伝導人工格子の作製
我々は，3 種類の異なる物質を数原子層ずつ繰り返し積
層することによって，図 2 のような空間反転対称性の破れた超伝導人工格子の作製を試みた．本研究で採用した物質
は Nb，V，Ta で，これらは全て単体で超伝導を示し（転移温度はそれぞれ Tc=9.3,5.3,4.5 K），かつ bcc 構造をとる元素である．これらのターゲットを DC スパッタ法で，fcc-MgO（100）基板上に繰り返し積層することによって [Nb（t）/V（t）/Ta（t）]n 多層膜試料を作製した．ここで，t（nm）は各層の膜厚を，n は繰り返し数を意味する．
スパッタチャンバー内で成膜の前後に観察した反射高速

図 2 積層方向に空間反転対称性の破れた人工格子の概念図．A，B，C
はそれぞれ異なる原子層を表す．

電子線回折（RHEED）像の一例を図 3（a）に示す．これらを比較すると，成膜の前後で回折パターンが一致することから，bcc-[Nb/V/Ta]n[011] || MgO[001]の面方位でエピタキシャル成長していると推測される [9]．より詳細に多層膜の構造を解析する
ために，X 線回折・反射測定を行った（図 3（b, c））．高角側で観測された 2 つの回折ピークのうち，1 つは MgO（100）基板によるものであり，もう 1 つは Nb, Ta（200）に相当することから多層で積層していることから，RHEED
膜試料由来であることが分かる．MgO（100）/[Nb/V/Ta]（100）n
像による結晶構造の推測が妥当であることが示された．そして，低角側の X 線反射カーブでは
2 つの大きな Bragg ピークが観測された．これは Nb/V/Ta 多層膜の周期的な界面での反射によるものであり，我々の狙いどおり Nb，V，Ta が合金化することなく人工格子構造を形成している

4

ことを示している．
得られた Nb/V/Ta 人工格子を，フォトリソグラフィー
法・Ar イオンミリング法によって 50 µm 幅の細線に加工 し，4 端 子 法 で 電 気 抵 抗を測定した．以降の低温測
定は，すべて物理物性測定
シ ス テ ム（Quantum Design
社製 PPMS）を使用して行った．図 4 に電気抵抗率の温度依存性を示す．各層の膜
厚 t =1.0,2.0,5.0 nm の今回作製したすべての多層膜試料
で，T >2K の温度領域において超伝導転移が観測された．ここで，t =1.0 nm は上記の結晶構造を仮定すると

図 3 （a）MgO（100）基板上に積層した Nb/V/Ta 人工格子の薄膜構造（t =1.0, n = 20）と RHEED 像の一例．酸化保護膜として Pt（3.0 nm）を最後に積層している．1st と 2nd はそれぞれ成膜前後の RHEED 像，上下のRHEED 像はそれぞれ電子線を MgO[100]，[110] 方向に入射して得られた回折像．本試料の X 線 2θ/θ測定で得られた（b）X 線回折パターンと（c）X 線反射カーブ．Philips X'Pert reﬂectivity でフィッティング結果は，Nb（0.9 nm）/V（1.0 nm）/Ta（0.9 nm）であった．

5 ～ 6 原子層の膜厚に相当する．
こ の よ う に し て 我 々 は，Nb，V，Ta の 3 種類の超伝
導元素を繰り返し積層することによって，人工的に空間反転対称性を破った新規超伝導体を作製した [10]．
4. 臨界電流の非相反性の観測
図 5（a）のような実験配置
で Nb/V/Ta 人 工 格 子 [Nb（1t =1.0,2.0,5.0 nm ）人工格子の電気抵抗率
図 4 [Nb（t）/V（t）/Ta（t）]（nの温度依存性．参照試料として，MgO（100）基板上に製膜した Nb，V，
Ta 単層膜の結果も示す．

nm）/V（1 nm）/Ta（1 nm）]40の電気抵抗測定を行った．外部磁場は薄膜面内かつ電流に対して垂直となるような方向に印加
し，電流・磁場の方向をそれぞれ x, y 軸と定義する．外部磁場印加下で Nb/V/Ta 人工格子の抵
抗 R －電流 I 特性を測定したところ（図 5（b）），超伝導－常伝導転移点付近での抵抗が電流 I の符号によって異なることが明らかとなった．これは Nb/V/Ta 人工格子において，印加電流が順方向か逆方向かによって超伝導状態と常伝導状態をスイッチングできることを示唆している．
本試料では転移点付近の抵抗変化が急峻であることが，MoS2 等の低次元超伝導体と異なる点である．この原因として，上部臨界磁場から見積もったコヒーレンス長が 13 nm であることから，多層膜を繰り返し積層していることによって 3 次元的な超伝導状態となっているのではないか，と考えている．

5

抵抗が急峻に変化する閾電流値 I を臨界電流 Ic と定義して，正負両方向の電流に対して Ic の外部磁場依存性をプロットしたところ，図 5（c）のような結果となった．正と負の Ic の大小関係
が外部磁場の符号によって反転していることがわかる．すなわち，Ic が大きくなるのか小さくなるのかは，電流方向と磁場方向の相対関係によって決定されるということである．これは式（1）のとおり，Rashba スピン軌道相互作用による非相反的な電荷輸送現象の典型的な特徴である．

図 5 （a）Nb/V/Ta 人工格子 [Nb（1 nm）/V（1 nm）/Ta（1 nm）]40 の 4 端子測定用素子の光学顕微鏡像と実験配置．
（b）T=4.2 K のときの，外部磁場下における電気抵抗の電流 I 依存性．実線と破線はそれぞれ電流の符号が正と負のときの結果である．
（c）臨界電流 Ic の外部磁場依存性．ここで，Icは常伝導状態の半分の抵抗を越えるときの電流値と定義した．

次に，実際に超伝導－常伝導スイッチングが可能かを検証した．T=4.2 K の下で，電流 I=6.6
mA，外部磁場 0.02 T に値を固定し，外部磁場の符号を反転させたときの抵抗変化を測定したところ，図 6 に示すように超伝導状態と常伝導状態を交互にスイッチングできることがわかった．
電流の符号を反転させると，逆のスイッチング過程となる．常伝導状態での抵抗が 3.8 Ω であるのに対して，超伝導状態での量子化磁束の運動による抵抗は 0.0017 Ω であり，その抵抗比は2,000 を超えている．これまでに報告された超伝導体における抵抗比が 1 程度であったのに対して，桁外れに大きい値となることがわかった [11]．この抵抗比は一般的な半導体ダイオードと同等の大きさであり，検波素子の高感度化やミキサーの低消費電力化に繋がると期待される．

図 6 電流と磁場の符号による超伝導－常伝導スイッチングの実証例．T=4.2 K で，電流・磁場の値はそれぞれ 6.6 mA，0.02 T に固定し，磁場の符号を交互に反転させて抵抗値を測定した．

6

5. まとめ本研究では，Nb，V，Ta から構成される空間反転対称性の破れた超伝導人工格子を DC スパッタによって作製し，臨界電流が電流方向によって異なる超伝導ダイオード効果を発見した．本
成果は，エネルギー非散逸かつ方向制御可能な電荷輸送技術の確立に貢献することが期待される．その一方で，超伝導体における非相反電荷輸送現象のメカニズムについては今なお未解明な点が多く残されている．今後も実験と理論の両方向からアプローチして物理的な起源を明らかにすることが求められる．
謝辞
本研究は，柳瀬陽一教授，石塚淳氏，荒川智紀助教，森山貴広准教授，塩田陽一助教，李恬氏，宮坂優太氏との共同研究です．研究を推進するにあたって，多くの方のご協力をいただきました．島川祐一教授，菅大介准教授には，構造評価のため X 線装置を使用させていただきました．松田祐司教授，笠原裕一准教授，石田憲二教授からは，超伝導物性調査に関するご助言をいただきました．本研究の一部は，科学研究費（15H05702，15H05884，15H05745，17H04924，
18K19021，18H04225，18H01178，18H05227，19K21972，26103002），スピントロニクス学術研究
基盤連携ネットワーク，東北大学電気通信研究所 共同プロジェクト研究，京都大学化学研究所
国際共同利用・共同研究拠点の助成を受けて行われました．
参 考 文 献[1] F. Braun, Ann. Phys. Chem. 153, 556 (1874).
[2] G. L. J. A. Rikken and E. Raupach, Nature 390, 493 (1997).
[3] Y. A. Bychkov and I. E. Rashba, JETP Lett. 39, 78 (1984).
[4] S. Lashell, et al. Phys. Rev. Lett. 77, 3419 (1996).
[5] G. L. J. A. Rikken, Phys. Rev. Lett. 94, 016601 (2005).
[6] R. Wakatsuki, et al. Sci. Adv. 3, 1602390 (2017).
[7] F. Qin, et al. Nat. Commun. 8, 14465 (2017).
[8] K. Yasuda, et al. Nat. Commun. 10, 2734 (2019).
[9] E. G. Fu, et al. Acta Materialia 64, 100 (2014).
[10] F. Ando, et al. J. Magn. Soc. Japan 43, 17 (2019).
[11] F. Ando, et al. Nature 587, 373 (2020).
著者略歴

安藤冬希（Ando Fuyuki）
2015 年 3 月

京都大学理学部

2017 年 3 月

京都大学大学院理学研究科

修士課程

2020 年 3 月

京都大学大学院理学研究科

博士後期課程

卒業．
修了．
修了．

7

小野輝男（Ono Teruo）

8

1991 年 3 月

京都大学理学部

1993 年 3 月

京都大学大学院理学研究科

修士課程

1996 年 3 月

京都大学大学院理学研究科

博士後期課程1996 年 4 月

日本学術振興会特別研究員

1997 年 4 月

慶応義塾大学理工学部・助手

2000 年 9 月

大阪大学大学院基礎工学研究科・講師

2002 年 4 月

大阪大学大学院基礎工学研究科・助教授

2004 年 4 月

京都大学化学研究所・教授（現在に至る）

卒業．
修了．
修了．

FeSe における Fulde-Ferrell-Larkin-Ovchinnikov 超伝導
Fulde-Ferrell-Larkin-Ovchinnikov
Superconducting
State超伝導in FeSe
FeeSeにおけ
けるFulde--Ferrell-La
arkin-Ovchinnikov超Fulde-F
Ferrell-Laarkin-Ovchhinnikov Supercond
S
ducting Sttate in FeS
Se
笠原 成 1,2
1
京都大学大学院理学研究科,
笠原成1,2
2
岡山大学異分野基礎科学研究所
京都大 学大学院理理学研究科1,
S. Kasahara
2
岡山大学
学異分野基礎礎科学研究究所
1Department of Physics, Kyoto University ,S. Kasahara Okayama University2
Research Institute for Interdisciplinary
Science,

Deepartment oof Physics, Kyoto
K
Univversity1,

2

earch
Instituute
Interrdisciplinary
y Science, Okayama
O located in
Un
University
The iron-chalcogenideRese
FeSe
is argued
as aforstrongcandidate superconductor
the crossover regime
between the weakly coupled BCS and the strongly coupled BEC limits. Its extremely small and shallow Fermi
pockets, large superconducting gap, and consequently a large Maki parameter suggest that FeSe oﬀers an ideal
Thestudy
ironn-chalcogeni
ide FeSe
is argueda
as a sstrong candid
date supercon
locateed in thecroossoverregim
meplatform toa long-sought
Fulde-Ferrell-Larkin-Ovchinnikov(FFLO)nductor
superconducting
state,
in which
between the weakly coupledc
BCS and the stroongly coupledd BEC limits.. Its extremelly small and shallow Fermmi-k+q)superco
a new pairing(k,large
withonducting
nonzero qgaap,
vectorformed.
Here,
we Makipresent
severalpiecesevidence
for theand isconse
equentlya larrgepara
ameter sugge
estof
that
FeSe offers
an ideeal
pockets,
H ||O)
ab,supercondu
emergenceof a distinct
superconducting
phase
in FeSe.
For(FFLO
our state-of-the-art
to studyhigh-field
the potential
Fullde-Ferrell-La
arkin-Ovchinnnikovucting state, high-fieldini which a neew
platform
(
(k,
-k+q)
with
h
nonzeroqisformed.
H
Here,
we
pres
ent
severalpieces
p
of
evid
dence
for
the
e
emergence of
pairing
thermal transport up to 33 T shows a discontinuous downward jump within the superconducting state, indicating
distinct hhigh-field supperconducting
g phases in FeeSe. For H || ab,a our state-oof-the-art higgh-field therm
mal transport upua ﬁrst-order
phasetransition
toontinuous
a distinctdo
high-ﬁeld
superconducting
phase, which
attributed
to an FFLO
state. phase
to 33
T sshows
a discoownward jum
mp within the superconduc
ctingis state,inndicatinga firrst-ordertransitionn to a distinctt high-field su
uperconductinng phase.
1. はじめめに

1. はじめに

超伝導
導は，フェル
ルミ面上の電電子がクーパ
パー対を組むことに超伝導は，フェルミ面上の電子がクーパー対を組むことによって生生じる．超伝伝導の標準理理論として微微視的発現機
機構を記
述するB
Bardeen-Coopper-Schriefferr (BCS)理論
論では，クーパー対
よって生じる．超伝導の標準理論として微視的発現機構を記
はスピンン一重項でああり，その重
重心運動量ははゼロであるような(b)(k↑, －k↓)のフェルルミ面上の電電子の間に，フォノンによって𝒌𝒌 ↑はスピン一重項であり，その重心運動量はゼロであるような媒介されれる弱い等方
方的引力相互互作用が働 くことによ って超
spin
n
dow
wn
spin
伝導が実
実現する[図1
1(a)]．一方でで，このよううなBCS超伝伝導の枠（k↑, －k↓）のフェルミ面上の電子の間に，フォノンによっ
q
up
組みから
ら逸脱するよような超伝導導は非従来型型超伝導と呼呼ばれ，て媒介される弱い等方的引力相互作用が働くことによって超
例えば，銅酸化物高高温超伝導体体や，鉄系超超伝導体，重重い電子
�𝒌𝒌 + q ↓系超伝導導体などの物
物質群においいて，電子対
対が斥力相互互作用に伝導が実現する[ 図 1(a)]．一方で，このようなBCS 超伝導のよって媒媒介される異異方的超伝導導が活発に研研究されてきた．本枠組みから逸脱するような超伝導は非従来型超伝導と呼ばれ，稿で議論論するFuldee-Ferrell-Lark
kin-Ovchinnikkov (FFLO) によっ
例えば，銅酸化物高温超伝導体や，鉄系超伝導体，重い電子て提唱さされた超伝導導状態は，ここのような異異方的超伝導
導とも一
であり，
線を画す
す，別の分類
類に属するエエキゾチック
超伝導状態
系超伝導体などの物質群において，電子対が斥力相互作用に
図1(b)にに示すようなな磁場中におおいてゼーマ ン分裂したフェルよって媒介される異方的超伝導が活発に研究されてきた．本
ミ面を橋橋渡しするよようにスピンン↑とスピ ン↓の電子 が一重BCS状態と は異なる有項のクーーパー対を組組むことで，
稿 で 議 論 す る Fulde-Ferrell-Larkin-Ovchinnikov(FFLO)有限の重
によっ
BCS状態
状 態(k↑,(k↑, －k↓)－k↓).. (bb)
心運動量量を持った(kk↑, －k + q↓)の超伝導導が実現するという 図図1.1. (a)(a)BCSて提唱された超伝導状態は，このような異方的超伝導とも一 FFL
LO
状態
(k↑
↑,
－k
+
q↓
)
.
実空間
間
FF [1]とLO [2]によものであある[1, 2]．このような超こ
超伝導状態はF[(b) FFLO 状 態 (k↑, －k +(c)q↓).
におおける秩序変変数の変調ととノード構造
造
線を画す，別の分類に属するエキゾチック超伝導状態であり，り，BCS
S理論のあとと比較的早いい時期から， それぞれ独立に提 に(c)実空間における秩序変数のより細断されれた渦糸構造造の模式図．

述する Bardeen-Cooper-Schrieﬀer (BCS) 理論では，クーパー対

図 1(b) に示すような磁場中においてゼーマン分裂したフェル

ミ面を橋渡しするようにスピン↑とスピン↓の電子が一重項変調とノード構造により細断された渦糸構造の模式図．

9

案がなさ
されていた．FFLO超伝導
導についてはは，これまでにに幾つかの英英文レビューー[3-5]や和文
文解説記事 [6,[のクーパー対を組むことで，BCS 状態とは異なる有限の重心運動量を持った（k↑, －k + q↓）7]が書かかれている．詳細についいてはこれららの成書に譲譲ることとして，本稿で はそのエッセ
センスについいの超伝導が実現するというものである[1,2]．このような超伝導状態は
FF
[1]
と
LO
[2]
により，
て簡単に
に触れ，鉄系
系超伝導体FeeSeにおいて ，FFLO状態
態と考えらええる高磁場超超伝導相実現していること
を議論し
したい．
BCS
理論のあと比較的早い時期から，それぞれ独立に提案がなされていた．FFLO
超伝導につい
第二種
種超伝導体にに磁場を印加
加した場合，
磁場の増加に伴ってやがて超伝導はは破壊され，常伝導状態
態ては，これまでに幾つかの英文レビュー[3-5]
や和文解説記事[6, 7]が書かれている．詳細につへと回復
復する．これれは磁場によ
よってクーパ
パー対が破壊壊されるためであるが，一一般に，クー
ーパー対の破破
いてはこれらの成書に譲ることとして，本稿ではそのエッセンスについて簡単に触れ，鉄系超案がなさされていた．
FFLO超伝導導についてはは，
これまでにに幾つかの英英文レビューー[3-5]や和文
文解説記事
[ ぞ
[6,
壊には二
二種類の効果果が存在する
る．一つは軌
軌道対破壊効効果であり，
スピン↑とススピン↓の電電子にそれぞ
伝導体
FeSe
において，
FFLO 状態と考えられる高磁場超伝導相が実現していることを議論したい．
7]が書かかれている．
詳細についいてはこれららの成書に譲譲ることとして，本稿ではそのエッセ
センスについい効
パー対が破壊れ反対方方向へのロー
ーレンツ力がが働くことににより，クー
壊されるもののである．軌
軌道対破壊効て簡単にに触れ，鉄系
系超伝導体FeeSeにおいて，FFLO状態
態と考えらええる高磁場超超伝導相実現していること果によるる上部臨界磁磁場は，第二種超伝導体に磁場を印加した場合，磁場の増加に伴ってやがて超伝導は破壊され，常伝案がなさされていた．FFLO超伝導
導についてはは，これまでにに幾つかの英英文レビューー[3-5]や和文
文解説記事 [6,
[
を議論し
したい．
7]が書か
かれている．詳細についいてはこれららの成書に譲譲ることとして，本稿で はそのエッセ
センスについいΦ�導状態へと回復する．これは磁場によってクーパー対が破壊されるためであるが，一般に，クー���
第二種
種超伝導体にに磁場を印加
加した場合，に伴ってやがて超伝導はは破壊され，態
常伝導状態
𝜇𝜇磁場の増加� 𝐻𝐻�� �態と考えらえて簡単にに触れ，鉄系
系超伝導体FeeSeにおいて ，FFLO状態
える高磁場超超伝導相実現
しているこ
と
�
2𝜋𝜋
𝜋𝜋𝜉𝜉
パー対の破壊には二種類の効果が存在する．一つは軌道対破壊効果であり，スピン↑とスピンへと回復
復する．これ
よってクーパ
パー対が破壊壊されるためであるが，一一般に，クー
ーパー対の破破を議論ししたい． れは磁場によ
壊には二二種類の効果果が存在する
る．一つは軌
軌道対破壊効効果であり，
スピン↑とススピン↓の電電子にそれぞぞ↓の電子にそれぞれ反対方向へのローレンツ力が働くことにより，クーパー対が破壊されるも
もう一つは
り，磁場中
により与
与えられる．
はパウリ対破破壊効果であでスピン↑ととスピン↓ののフェルミ面第二種
種超伝導体にに磁場を印加
加した場合，
磁場の増加に伴ってやがて超伝導はは破壊され，態面
常伝導状態
パー対が破壊れ反対方方向へのロー
ーレンツ力がが働くことににより，クー
壊されるもののである．軌
軌道対破壊効効
ルギーによがゼーマ
マン分裂するることに起因因して，スピ
ピン分極エネる損失と超伝伝導の凝縮エエネルギーがのである．軌道対破壊効果による上部臨界磁場は，へと回復復する．これれは磁場によ
よってクーパ
パー対が破壊壊されるためであるが，一一般に，クー
ーパー対の破破が果によるる上部臨界磁
磁場は，
磁場の上限
なる．その
同程度に
になった時ににクーパー対
対は組めなくはパウリ極限限とよばれ壊には二二種類の効果果が存在する
る．一つは軌
軌道対破壊効効果であり，
スピン↑とススピン↓の電電子にそれぞぞ
パー対が破壊れ反対方方向へのロー
ーレンツ力がが働くことににより，クー
壊されるもののである．軌
軌道対破壊効
効
Φ
√2� Δ
��� �
𝜇𝜇� 𝐻𝐻𝜇𝜇���� �� 𝐻𝐻��
果によるる上部臨界磁
磁場は，
2𝜋𝜋
𝜋𝜋𝜉𝜉
𝑔𝑔𝑔𝑔�

10

Φり，磁場中�磁場は，軌道
���
もう一つは
により与
与えられる．
はパウリ対破でスピン↑ととスピン↓ののフェルミ面面即で与えらられる． 多く
くの超伝導体
体では，パウウリ対破壊磁
道対破壊磁場
場よりも遥かに大きい．即𝜇𝜇破壊効果であにより与えられる．もう一つはパウリ対破壊効果であり，磁場中でスピン↑とスピン↓のフェ� 𝐻𝐻�� �
�
2𝜋𝜋
𝜋𝜋𝜉𝜉
ルギーによ
がゼーマ
マン分裂するることに起因因して，スピ
ピン分極エネる損失と超伝伝導の凝縮エエネルギーが
が内
，薄膜など
ち，ほと
とんどの超伝伝導は軌道対対破壊効果にによって壊れれている．しかしながらにおいて面内ルミ面がゼーマン分裂することに起因して，スピン分極エネルギーによる損失と超伝導の凝縮
磁場の上限
なる．その
同程度に
になった時ににクーパー対
対は組めなくはパウリ極限
限とよばれ
このとき，
方向に磁
磁場を印加しした場合には
は，パウリ対対破壊効果が支支配的な状況
況が実現し，
図2(a)のよにより与与えられる．もう一つははパウリ対破破壊効果であり，磁場中でスピン↑ととスピン↓ののフェルミ面面うエネルギーが同程度になった時にクーパー対は組めなくなる．その磁場の上限はパウリ極限として，低温高に上部臨
臨界磁場は低低温で一次相相転移となり，さらに，
この一次相転移に起因
高磁場での超がゼーマ
マン分裂するることに起因因して，スピ
ピン分極エネ
伝導の凝縮エエネルギーがが超√2 Δルギーによる損失と超伝�
伝導は準準安定なもののになってししまう[3,
8,
9]]．FFLOによより提唱されれた超伝導はは，このようなパウリ対破
破
𝜇𝜇
𝐻𝐻
�
� ��
よばれになった時に同程度ににクーパー対
対は組めなく なる．その限とよばれ𝑔𝑔𝑔𝑔�磁場の上限はパウリ極限
壊効果がが支配的な状
状況下においいて，ゼーママン分裂したたフェルミ面間にまたが って，スピン一重項のク
ク
Δ
√2
で与えら
られる．
多く
くの超伝導体
体では，パウウリ対破壊磁磁場は，軌道道対破壊磁場
場よりも遥かに大きい．即即え
伝導がパウにより，超伝ーパー対対を組むよううな「新しいい超伝導状態
態」へと相転転移することリ極限を超え�𝜇𝜇 � 𝐻𝐻��
�
𝑔𝑔𝑔𝑔
，薄膜など
ち，ほと
とんどの超伝伝導は軌道対対破壊効果にによって壊れれている．しかしながらにおいて面内
内伝
場で新しく
て，図2
(b)のようにに、より高磁場まで生き残残るという4, 5]．高磁場出現する超伝� ものである[
�
𝒒𝒒𝒒𝒒𝒒
このとき，に大きい．即方向に磁磁場を印加しした場合には対破壊効果が支支配的な状況
況が実現し，
図2(a)のよう
導状態ででは，FFはΔΔ�𝒓𝒓�
の状態を
を[1]，LOはΔ�𝒓𝒓� � 道対破壊磁場
2Δ
c
𝒒 𝒒𝒒�
の
の状態[2]を提提案している� は，パウリ対Δ体では，パウ� 𝑒𝑒�cos�𝒒𝒒
で与えら
られる．
多く
くの超伝導体ウリ対破壊磁磁場は，軌道場よりも遥か即る．
で与えられる．
多くの超伝導体では，
パウリ対破壊磁場は，
軌道対破壊磁場よりも遥かに大きい．
して，低温高転移に起因に上部臨
臨界磁場は低低温で一次相相転移となり，さらに，
この一次相
高磁場での超超後者は前前者の線形結結合となってており，一般般解としてよより安定に実実現すると考考えられている.
このためち，ほと
とんどの超伝伝導は軌道対対破壊効果にによって壊れれている．しかしながら ，薄膜などにおいて面内
内め,
�𝒒𝒒
伝導は準
準安定なもののになってししまう[3,
8,
9]]．FFLOによより提唱されれた超伝導はは，このようなパウリ対破
破は，
𝒒
𝒒𝒒�
のFF
FFLO状
態といった場
場合にはLO
O状態のこととを指すこと
も多い．
Δ�𝒓𝒓
𝒓𝒓�
cos�
FLO状態では
�2Δ
即ち，ほとんどの超伝導は軌道対破壊効果によって壊れている．しかしながら，薄膜などにお� このとき，図2(a)のよう方向に磁磁場を印加しした場合には
は，パウリ対対破壊効果が支支配的な状況
況が実現し，って，スピ
壊効果がが支配的な状
状況下においいて，ゼーママン分裂したたフェルミ面間にまたがン一重項のクク
超伝導のの秩序変数がが実空間で振振動しており，周期的にに秩序変数がゼロになるような並進対対称性の破れして，低温高転移に起因に上部臨
臨界磁場は低低温で一次相相転移となり，さらに，
この一次相
高磁場での超超れいて面内方向に磁場を印加した場合には，パウリ対破壊効果
伝導がパウにより，超伝ーパー対対を組むよううな「新しいい超伝導状態
態」へと相転転移することリ極限を超ええた超伝導導が実現する
ることになるる．
伝導は準準安定なもののになってししまう[3, 8, 9]2(a)]．FFLOによより提唱されれた超伝導はは，このようなパウリ対破破が支配的な状況が実現し，このとき，図のように上部臨場で新しくものである[て，図2(b)のようにに、より高磁場まで生き残残るという
4,5]．高磁場出現する超伝伝がFFLO超超伝導が実現現するために
には，
パウリ
対破壊効果
壊効果が
が支配的な状
状況下においいて，ゼーママン分裂したたフェルミ面間にまたが って，スピン一重項のクク
�𝒒𝒒𝒒𝒒𝒒
界磁場は低温で一次相転移となり，さらに，この一次相転移
導状態ででは，FFは
Δ
Δ�𝒓𝒓�
𝑒𝑒
の状態を
を[1]，LOはΔ�𝒓𝒓�
�
2Δ
cos�𝒒𝒒c𝒒𝒒𝒒�
のの状態[2]を提提案している
る．
�
Δ
そ
軌道対破
破壊効果に比比べて支配的
的でなくてははならない．
��
伝導がパウリ極限を超えーパー対対を組むよううな「新しいい超伝導状態
態」へと相転転移することにより，超伝え
後者は前
前者の線形結結合となってており，一般般解としてよより安定に実実現すると考考えられている. このため
め,
無
と呼ばれる
の一つの
の指標となるるのがMakiパ
パラメータに起因して，低温高磁場での超伝導は準安定なものになって場で新しく出現する超伝ものである[て，図2(b)のようにに、より高磁場まで生き残残るという4, 5]．高磁場
伝
�𝒒𝒒
𝒒
𝒒𝒒�
のFF
FFLO状
態といった場
場合にはLO
O状態のこととを指すこと
も多い．
Δ�𝒓𝒓
𝒓𝒓�
cos�
FLO状態では
は，
�
2Δ
磁
次元量で
であり，これれは軌道対破
破壊磁場とパパウリ対破壊�𝒒𝒒𝒒𝒒𝒒�
導状態でΔ により提唱された超伝導は，このよう
Δ�𝒓𝒓�
の状態を
を[1]，LOは Δ�𝒓𝒓� � 2Δ�cos�𝒒𝒒c𝒒 𝒒𝒒� のの状態[2]を提提案しているる．
� Δ� 𝑒𝑒
しまうでは，FFは[3, 8, 9]．FFLO
超伝導のの秩序変数がが実空間で振振動しており，周期的にに秩序変数がゼロになるような並進対対称性の破れ
れ
場の比に
によって，
後者は前
前者の線形結結合となってており，一般般解としてよより安定に実実現すると考考えられている. このためめ,なパウリ対破壊効果が支配的な状況下において，ゼーマン分た超伝導ることになるる．
����� とを指すことも多い．Δ�𝒓𝒓
FFLO状導が実現する態といった場
場合にはLO
O状態のこと𝒓𝒓� � 2Δ� cos��𝒒𝒒 𝒒 𝒒𝒒� のFF
FLO状態ではは，𝛼𝛼� � √2𝐻𝐻
��� /𝐻𝐻��
がFFLO超超伝導が実現現するためにには，パウリ裂したフェルミ面間にまたがって，スピン一重項のクーパー
超伝導のの秩序変数がが実空間で振振動しており対破壊効果，周期的にに秩序変数がゼロになる ような並進対対称性の破れれきと与えらられる [10]．
一般には𝛼𝛼� ���とな
なるようなとそ
軌道対破
破壊効果に比比べて支配的
的でなくてははならない．
�た超伝導導が実現する
ることになるる．
対を組むような「新しい超伝導状態」へと相転移することにに，FFL
LO状態が実現
現するとされれている [111]．また，Ma
aki
無
と呼ばれる
の一つの
の指標となるるのがMakiパ
パラメータ
が
FFLO超
超伝導が実現現するためにには，パウリ2(b)
対破壊効果
より，超伝導がパウリ極限を超えて，図のように，よりパラメー
ータは超伝導導ギャップ，， フェルミ
エネルギー

 ，
磁
次元量で
であり，これれは軌道対破
破壊磁場とパパウリ対破壊軌道対破
破壊効果に比比べて支配的
的でなくてははならない．そ F∗[4, 5]．高磁場で新し
高磁場まで生き残るというものである
電子の有有効質量m*
を用いて𝛼𝛼
�
2𝑚𝑚
/𝑚𝑚
⋅
Δ/𝜀𝜀
のよ
場の比に
によって，
�
�
�
無う
と呼ばれる
の一つの
の指標となるるのがMakiパ
パラメータ
iq⋅r
にあらわ
わすことがででき(m0 は自
由電子質量
これは，
Δ量),
の状態を
く出現する超伝導状態では，FF1 e���� は �Δ(r)=パウリ対破壊
磁 有[1]，
次元量でであり，これれは軌道対破𝛼𝛼� � √2𝐻𝐻破壊磁場とパ/𝐻𝐻����� 超伝導体」や
効質量のの大きな「重重い電子系超や，超伝導ギャ
場の比にによって，
LO は Δ(r)=2Δ
1 cos(q⋅r) の状態 [2] を提案している．後者は
きい
と与えら
られる
[10]．一般には𝛼𝛼���とななるようなとな値をもつップがフ
フェルミエネネルギーに対
対して大き
� �
��
��
�
前者の線形結合となっており，一般解としてより安定に実現
𝛼𝛼�クロスオーバ� √2𝐻𝐻��
/𝐻𝐻��
に，
FFL
LO状態が実現
現するとされれている[111]．
また，Maaki体」
わゆる「BCS-BECク
ある超伝導体� バー領域にあパラメー
ータは超伝導導ギャップ，，なることを意
フェルミ
エネルギー

きる．
で，FFL
LO状態が実現
現しやすくな
意味しているF，すると考えられている. このため，FFLO
状態といった場合
と与えら
られる
[10]．
一般には𝛼𝛼なるようなと� � ���とな∗
う原
電子の有有効質量m*
を用いて𝛼𝛼� 2𝑚𝑚 /𝑚𝑚
Δ/𝜀𝜀
過去，
FF
FLO状態の探探索は多くの冷却
� の超伝導体[3� ⋅ 3-5]や，
� のよに，LO状態が実現
現するとされれている[111]．
また，
Ma
aki
の
にはFFL
LO
状態のことを指すことも多い．Δ(r)=2Δ
1 cos(q⋅r)
有，にあらわ
わすことがで
でき(m
は自
由電子質量
量),
これは，
る
子系
[12
2]，さらにはは中性子性内内部のカラー
ー超伝導に至0
パラメー
ータは超伝導導ギャップ，
，
フェルミ
エネルギー


パウリ対破壊が支配的な
F
図図2.2.(a)(a)
パウリ対対破壊が支配配的な場
FFLO
状態では，超伝導の秩序変数が実空間で振動しており，ャり，効質量のの大きな「重重い電子系超超伝導体」やまで[13]]，広範な分野
野にわたってて取り組まれれてきており∗ や，超伝導ギ電子の有有効質量m*
を用いて𝛼𝛼H-TH-T
相図相図[33,8,9]．(b)2 次元の合の� � 2𝑚𝑚 /𝑚𝑚� ⋅ Δ/𝜀𝜀� のよ う
場合の[3,8,9]．(b)2 次元
周期的に秩序変数がゼロとなる平面（ノード構造）
をもつよう
い
な値をもつ
ップがフ
フェルミエネネルギーに対
対して大き物質中のの電子に留ままらないフェ
ェルミ粒子系
系に共通し超伝伝導体における
る FFLO 相[4
4,5]
有
にあらわ
わすことがで
でき(m
量),
これは，
0 は自由電子質量の超伝導体における FFLO 相 [4,5]わゆる「BCS-BECク
クロスオーババー領域にあある超伝導体体」
ャ効質量のの大きな「重重い電子系超超伝導体」やや，超伝導ギ
で，FFL
LO状態が実現
現しやすくななることを意いな値をもつる．
ップがフフェルミエネネルギーに対対して大き意味している
原
過去，
FF
FLO状態の探探索は多くのの超伝導体[33-5]や，
冷却
わゆる「BCS-BECク
クロスオーババー領域にあある超伝導体体」
る子系[122]，さらにはは中性子性内内部のカラー
ー超伝導に至で，FFLLO状態が実現
現しやすくななることを意意味しているる．
図 2. (a) パウリ対
対破壊が支配配的な場
まで[13]]，広範な分野
野にわたってて取り組まれれてきておりり，
過去，FF
FLO状態の探探索は多くのの超伝導体[33-5]や，冷却原
合の H-T 相図 [33,8,9]．(b) 2 次元の物質中のの電子に留ままらないフェ
ェルミ粒子系
系に共通し る超伝
伝導体における
る FFLO 相[44,5]子系 [122]，さらにはは中性子性内内部のカラー
ー超伝導に至場で新しく出現て，図2(b)のようにに、より高磁場まで生き残残るというものである[4, 5]．高磁場
導状態ででは，FFは Δ�𝒓𝒓�
Δ
を[1]，LOは Δ�𝒓𝒓� � 2Δ�cos�𝒒𝒒c𝒒 𝒒𝒒� のの状態[2]を提提案し� Δ� 𝑒𝑒 �𝒒𝒒𝒒𝒒𝒒 の状態を
後者は前前者の線形結結合となってており，一般般解としてよより安定に実実現すると考考えられている.
FFLO状態といった場
場合には LO
O状態のこととを指すことも多い．Δ�𝒓𝒓
𝒓𝒓� � 2Δ� cos��𝒒𝒒 𝒒 𝒒𝒒� のFF
FLO状
超伝導の
の秩序変数がが実空間で振振動しており ，周期的にに秩序変数がゼロになる ような並進対対称た超伝導導が実現する
ることになるる．
な並進対称性の破れた超伝導が実現することになる．
FFLO超
超伝導が実現現するためにには，パウリ 対破壊効果が
軌道対破
破壊効果に比比べて支配的
的でなくてははならない．そFFLO 超伝導が実現するためには，パウリ対破壊効果が軌道対破壊効果に比べて支配的でなくと呼ばれる無の一つのの指標となるるのがMakiパ
パラメータてはならない．その一つの指標となるのが Maki パラメータと呼ばれる無次元量であり，これは次元量でであり，これれは軌道対破
破壊磁場とパパウリ対破壊磁
軌道対破壊磁場とパウリ対破壊磁場の比によって，
場の比に
によって，
��
��
�
𝛼𝛼� � √2𝐻𝐻��
� /𝐻𝐻��

と与えらられる [10]．一般には𝛼𝛼� � ���とな
なるようなときと与えられる [10]．一般には αM > 1.8 となるようなときに，FFLO
状態が実現するとされているに，FFL
LO状態が実現
現するとされれている [111]．また，Maakim*Δ，[11]．また，Maki パラメータは超伝導ギャップ
パラメー
ータは超伝導導ギャップ，，フェルミエネルギー
フェルミ エネルギーεF，電子の有効質量
F，∗
有効質量m* を用いて𝛼𝛼� � 2𝑚𝑚（m/𝑚𝑚を用いて αM ≈ 2m*/m電子の有0⋅Δ/εF のようにあらわすことができ
0 は自由電子質量）� ⋅ Δ/𝜀𝜀� のよ う ，これは，有効質にあらわわすことがででき(m0 は自由電子質量量), これは，有量の大きな「重い電子系超伝導体」
や，超伝導ギャップがフェルミエネルギーに対して大きな値
効質量のの大きな「重重い電子系超超伝導体」やや，超伝導ギャをもついわゆる「BCS-BEC
クロスオーバー領域にある超伝導体」
で，FFLOい状態が実現しやすく
ップがフ
フェルミエネネルギーに対対して大き な値をもつなることを意味している．過去，FFLO
状態の探索は多くの超伝導体[3-5]や，冷却原子系 [12]，わゆる「BCS-BECク
クロスオーババー領域にあある超伝導体体」
で，FFLLO状態が実現
現しやすくななることを意意味している
る．
さらには中性子性内部のカラー超伝導に至るまで [13]，広範な分野にわたって取り組まれてき
過去，FF
FLO状態の探探索は多くのの超伝導体[33-5]や，冷却原ており，物質中の電子に留まらないフェルミ粒子系に共通したエキゾチック凝縮状態として注たエキゾチック凝縮状態として注目を集めてきた．
実験的には，
重い電子系超伝導体CeCoIn
る
子系 [122]，さらにはは中性子性内内部のカラー
ー超伝導に至5 [3, 14, 15]
図 2. (a) パウリ対
対破壊が支配配的な
CeCoIn5 [3,14, 15] や擬二次元構造をもつ有目を集めてきた．実験的には，重い電子系超伝導体
や擬二次元構造をもつ有幾超伝導体など[4,5, 16,て取り組まれ17]，いくつかの候補物質において，FFLO状態の可能まで[13]]，広範な分野
野にわたってれてきておりり，合の H-T 相図 [33,8,9]．(b) 2 次元性が議論されている．しかしながら，CeCoIn
物質中のの電子に留ままらないフェ
ェルミ粒子系
系に共通し5においては，高磁場超伝導相の出現と同時に反強磁性が幾超伝導体など[4, 5,
16, 17]，いくつかの候補物質において，FFLO
状態の可能性が議論されて超伝伝導体における
る FFLO 相[44,5]
出現しており，少なくとも明快なFFLO超伝導の描像とは異なっているようである [18-22]．また有機いる．しかしながら，CeCoIn5 においては，高磁場超伝導相の出現と同時に反強磁性が出現して系においては，高磁場超伝導相への相転移線が未だにはっきりとしておらず，同じ物質でも報告によおり，少なくとも明快な
FFLO[18-22]．また有機系って状況が異なっている[4, 超伝導の描像とは異なっているようである
5, 16, 17]．この他にも重い電子系超伝導体CeCu
2Si2 [23]や鉄系超伝導体
KFe2As2 [24]などにおいてFFLO超伝導の可能性が指摘されているが, 何れもその存在が疑いなく確立においては，高磁場超伝導相への相転移線の位置が未だにはっきりとしておらず，同じ物質でされるには至らない状況にあり，現在，FFLO状態の探索には理想的な新しい系での研究が必要となっも報告によって状況が異なっている[4, 5, 16, 17]．この他にも重い電子系超伝導体 CeCu2Si2 [23]てきている．そのような中，最近我々は，鉄系超伝導体FeSe[25-30]に着目した研究をおこない，低温や鉄系超伝導体 KFe2As2 [24] などにおいて FFLO 超伝導の可能性が指摘されているが，何れもそ
高磁場においてFFLO超伝導相と考えられる一次相転移によって隔てられた新奇な磁場誘起超伝導相の存在が疑いなく確立されるには至らない状況にあり，現在，FFLO
状態の探索には理想的な新が実現していることを独自の強磁場熱伝導測定によって発見するに至った[30]．以降，本稿ではその詳細を紹介していきたい．
しい系での研究が必要となってきている．そのような中，最近我々は，鉄系超伝導体 FeSe [25-30]に着目した研究をおこない，低温高磁場において FFLO 超伝導相と考えられる一次相転移によって隔てられた新奇な磁場誘起超伝導相が実現していることを独自の強磁場熱伝導測定によって
2. 鉄系超伝導体 FeSe
発見するに至った[30]．以降，本稿ではその詳細を紹介していきたい．
鉄系超伝導体は,鉄オキシニクタイドLaFeAs(O,F)における超伝導発見を端とする新しい高温超伝導体系である[31-33]. 鉄系超伝導体の結晶構造に共通する特徴として層状構造があげられ，すべての鉄系超伝導体は鉄元素と，砒素元素等のプニクトゲン，もしくはセレン元素等のカルコゲンの陰イオン
2. 鉄系超伝導体 FeSe
からなる鉄-プニクトゲン，あるいは鉄-カルコゲンの二次元面を共通構造として，物質により様々な積鉄系超伝導体は，鉄オキシニクタイド
LaFeAs(O,F) における超伝導発見を端とする新しい高層構造をもっている．多彩な鉄系超伝導体の物質群のなかでも，FeSeは最も単純な結晶構造をもち，鉄とセレンによる二次元面のみによって結晶が構成されている(図3)．
温超伝導体系である[31-33]．鉄系超伝導体の結晶構造に共通
FeSeはキャリアのドープなしに超伝導が発現する．他のする特徴として層状構造があげられ，すべての鉄系超伝導体は鉄系超伝導体の母相とは異なり，常圧下では長距離磁気秩
鉄元素と，砒素元素等のプニクトゲン，もしくはセレン元素等
序を示さずに，Ts ≈ 90 Kで軌道秩序を伴った構造相転移のカルコゲンの陰イオンからなる鉄- プニクトゲン，あるいは(ネマティク転移)を示し[34-37]，超伝導転移温度
Tc ≈ 9 Kにおいて超伝導を示す．また，圧力の印加によって反強磁
鉄 - カルコゲンの二次元面を共通構造として，物質により様々性相に隣接する約40 Kの高温超伝導が出現し[38]，FeSeのな積層構造をもっている．多彩な鉄系超伝導体の物質群のなか
原子層薄膜においても，60 Kクラスの高温超伝導[39]が発でも，FeSeは最も単純な結晶構造をもち，鉄とセレンによる見されている．更に，セレンサイトを硫黄で一部置き換え
たFeSe1-xSx においては磁気秩序を伴わない純粋なネマテ（図 3）．
二次元面のみによって結晶が構成されている
ィック量子臨界点が実現するなど[40]，その物性は非常
FeSe はキャリアのドープなしに超伝導が発現する．他の鉄にバラエティ溢れるものになっている．
の結晶構造. オレンジは Fe系超伝導体の母相とは異なり，常圧下では長距離磁気秩序を示図 3:図FeSeの結晶構造 . オレン
FeSeの多彩な物性のなかでも，特に興味深いのが，ネマ を緑は3.Se FeSeを示す[25].
ジは Fe を緑は Se を示す [25].
（ネマティクさずに，Ts ≈ 90 K で軌道秩序を伴った構造相転移
ティック相における特異な電子構造である．
そのフェルミ面については幾つかの議論があるが, ホール面が一枚，電My
子面が一枚(あるいはごく小さなポケットがもう一枚)にe2
より構成されると考えられ [41]，ホールと電子のキャリ
11
ア数が等しい補償半金属である(図4)．注目すべき点として，これらのフェルミ面は非常に浅く小さなポケットのみM
x

たFeSe1-xSx においては磁気秩序を伴わない純粋なネマテ
ィック量子臨界点が実現するなど [40]，その物性は非常にバラエティ溢れるものになっている．
図 3: FeSe の結晶構造. オレンジは Fe
FeSeの多彩な物性のなかでも，特に興味深いのが，ネマ を緑は Se を示す[25].
ティック相における特異な電子構造である．そのフェルミ面については幾つかの議論があるが,ホール面が一枚，電Tc ≈ 9 K におい
転移）を示し [34-37]，超伝導転移温度
My
子面が一枚(あるいはごく小さなポケットがもう一枚)に
e2て超伝導を示す．また，圧力の印加によって反強磁性より構成されると考えられ [41]，ホールと電子のキャリ相に隣接する約
40 K の高温超伝導が出現し [38]，FeSe
ア数が等しい補償半金属である(図4)．注目すべき点として，これらのフェルミ面は非常に浅く小さなポケットのみの原子層薄膜においても，60 K クラスの高温超伝導 [39]Mxから構成されていることが，量子振動[42, 43]，角度分解が発見されている．更に，セレンサイトを硫黄で一部
e1dxz
光電子分光 [44, 45]，走査型トンネル分光顕微鏡(SI-STM)
h1
S
においては磁気秩序を伴わない純
置き換えた
FeSe
x
1-x
dyz
による準粒子干渉の実験 [46]など，様々な実験から明らかになっている．量子振動実験によると，フェルミ面の大dxy
粋なネマティック量子臨界点が実現するなど [40]，そ
きさは最大でもブリルアンゾーンの数%であり，小さいとの物性は非常にバラエティ溢れるものになっている．
ころでは0.2%しかない[42, 43]．図5に準粒子干渉により得 図
Γ 点近傍
FeSe のフェルミ面[41].
のフェルミ面 [41].点近傍の
図 4.
4. FeSe
FeSe の多彩な物性のなかでも，特に興味深いのが，られた，バンド分散を示す[46]．バンドの深さである有 のホール面
およびM
ホール面(h1)とMxy(h1) と Mx および M点にある
y 点にあ
ネマティック相における特異な電子構造である．その効的なフェルミエネルギーは, 電子面では数meV, より深 電子面(e1, e2)により構成される.各ポケ
る電子面(e1, e2) により構成される.各ットにおける色はFe の d 軌道成分をあいホール面でも10 meV程度となっており，典型的な金属
フェルミ面については幾つかの議論があるが[26]，ホー
ポケットにおける色はFe の d 軌道成分
らわす. Mx 点における電子面はピーナのフェルミエネルギーが 1 – 10 eVのオーダーであること ツ型か, これが二つに千切れるギリギ
ル面が一枚，電子面が一枚（あるいはごく小さなポケッをあらわす．Mx 点における電子面 e1 はを考えると，この値が如何に小さいかが分かる．
リの状態にある.
ピーナツ型か，これが二つに千切れるギ
トがもう一枚）により構成されると考えられ [41]，ホー
リギリの状態にある．
ルと電子のキャリア数が等しい補償半金属である（図4）．注目すべき点として，これらのフェルミ面は非常に浅く小さなポケットのみから構成されていることが，量子振動 [42, 43]，角度分解光電子分光[44, 45]，走査型トンネル分光顕微鏡（SI-STM）による準粒子干渉の実験 [46] など，様々な実験
また F
FeSe の超伝導導ギャップにに着目するとと，この物質質では ~ 3 meVm の超伝 導ギャップが走査トから明らかになっている．量子振動実験によると，フェルミ面の大きさは最大でもブリルアン
ンネル分
分光(STM/ST
TS)測定により明らかにななっている [46]．即ち，この物質ででは超伝導ギギャップ
とフェルルミエネルギ
ギーF が同程程度の特異なな超伝導状態態が実現していることになり，実際，，その比ゾーンの数% であり，小さいところでは0.2% しかない[42, 43]．図
5 に準粒子干渉により得らを見積ももると，電子
子面では[46]．バンドの深さである有効的なフェルミエネルギーは，電子面で/F ~ 1, ホール
ル面では/ /F ~ 0.3 とななる．通常の超超伝導体におおいてはれた，バンド分散を示す
 /F ∼ 10−3 - 10−4 程度であり，FeSe におおけるこの値
値は異常に大大きい．これ は FeSe がい
いわゆるは数 meV，より深いホール面でも 10 meV 程度となっており，典型的な金属のフェルミエネルギー
BCS-BEC クロスオーーバー領域にに存在する超超伝導体でああることを示示している [[46]．また，他
他の実験
が
1
–
10
eV
のオーダーであることを考えると，この値が如何に小さいかが分かる．
として，STM/STS 測定により，測
渦糸コア内
内部のエネルルギー状態がが調べられ， コアレベルが
が離散的

になって
に，超伝導転ていることかから/
が大大きなことがが示されていいる[47]．更転移温度以上上においFΔ ~ 3 meV の超伝導ギャップが走査
また FeSe の超伝導ギャップに着目すると，この物質ではては，磁磁気トルクのの精密測定にによって通常常のガウス型
型揺らぎを大きく超える 巨大な超伝導
導揺らぎ
トンネル分光（STM/STS）測定により明らかになっている [46]．即ち，この物質では超伝導ギャッが観測さされており，これはクロロスオーバー
ー領域におけける前駆電子対に起因す るものであると考えられる [48]．

図(a),
およびホール面(b)
図5.55. (a),(a), (b)(b)FeSe
FeeSe純良単結晶における準粒子干渉によって得られた電子面
純良単結
結晶における準準粒子干渉(Q
QPI) によってて得られた電電子面(a),
およびホール
ル面(b)の分散の分散[46]. 散 [46].

12

ようにFeSeは
は，その電子子構造が異常常に浅く小さなポケットのみにより構おり，更にフフ
構成されておこのよェルミエエネルギーとと同定度の大大きさの超伝伝導ギャップ
プが開いていることから，，BCS-BECクロスオーバ
バー領域にに位置する極極めて稀有なな超伝導体と なっている．FeSeにおけけるMakiパラ
ラメータM は大きな /Fの値を反反映して，電電子面，ホー
ール面でそれれぞれ5，2.5という大きなな値となる[446]. このことは，FeSeががプ Δ とフェルミエネルギー εF が同程度の特異な超伝導状態が実現していることになり，実際，その比を見積もると，電子面では Δ /εF ~ 1，ホール面では Δ /εF ~ 0.3 となる．通常の超伝導体においては Δ /εF ∼ 10 − 3 - 10 − 4 程度であり，FeSe におけるこの値は異常に大きい．これは FeSe が
いわゆる BCS-BEC クロスオーバー領域に存在する超伝導体であることを示している [46]．また，他の実験として，STM/STS 測定により，渦糸コア内部のエネルギー状態が調べられ，コアレベ
ルが離散的になっていることから Δ2 /εF が大きなことが示されている [47]．更に，超伝導転移温度以上においては，磁気トルクの精密測定によって通常のガウス型揺らぎを大きく超える巨大な超伝導揺らぎが観測されており，これはクロスオーバー領域における前駆電子対に起因するものであると考えられる [48]．
このように FeSe は，その電子構造が異常に浅く小さなポケットのみにより構成されており，
更にフェルミエネルギーと同定度の大きさの超伝導ギャップが開いていることから，BCS-BEC
クロスオーバー領域に位置する極めて稀有な超伝導体となっている．FeSe における Maki パラ
メータ α M は大きな Δ /εF の値を反映して，電子面，ホール面でそれぞれ 5，2.5 という大きな値となる [46]. このことは，FeSe が高磁場で FFLO 状態を実現する可能性を秘めていることを示している．
3. FeSe の面内磁場下であらわれる FFLO 超伝導相
FeSe の面内磁場中での上部臨界磁場は，およそ 30 T 程度であることが過去の電気抵抗測定などから明らかになっている [44]．この為，FeSe において面内磁場下での FFLO 状態の探索を行
うには特殊な強磁場実験の技術が必要となる．我々は世界有数の強磁場施設であるナイメーヘ
ン強磁場研究所（オランダ）において，3He 温度領域において，最大 38 T までの強磁場下で熱伝導率測定が可能なシステムの開発を行ない，これを用いて，FeSe における FFLO 超伝導相の探索と解明に取り組んだ．熱伝導は準粒子の輸送現象を見るプローブであり，エントロピーの流れを測定する．この為，超伝導状態内部における相転移の探索に対して，極めて好適な測定である．このような 38 T という定常磁場と 3He 冷凍機を組み合わせた極限環境下での熱輸送測定
は，現在のところ筆者らのグループだけが有する技術である．余談ではあるが，ナイメーヘン
強磁場研究所では，現在，超伝導マグネットと水冷銅マグネットを組み合わせた最大 45 T のハ
イブリッドマグネットが建設中であり，今後，この定常磁場下での熱輸送測定の実現を目指している．本稿で紹介する実験では，熱伝導率測定に加えて電気抵抗測定を行い，FeSe の超伝導相図の確立を行なっており，電流，および熱流は，[110]O 方向へと流し，これと同方向に磁場を印加して実験をおこなっている ( j, jTh || H || [110]O)．
まず，電気抵抗測定から決定した FeSe の相図をみていきたい．図 6(a) に 35 T の磁場値で規格化した電気抵抗の磁場依存性 ρ(B) / ρ(35 T) を，図 6(b) にその磁場微分を，図 6(c) にこれらから決定される H-T 相図を示めす．この抵抗測定の結果にはいくつかの特徴的な振る舞いがみてとれる．第一に，ゼロ抵抗となる不可逆磁場 Hirr（青丸）が，温度の低下に伴って飽和する傾向を示すものの，低温高磁場で非単長なアップターンを示している点であり，このような振る舞いは，
過去の幾つかの実験でも報告されている [44]．第二に，図 6(a) の電気抵抗の磁場依存性に着目すると，高温での常伝導状態への回復が非常にブロードなものとなっているが，T ~ 1.0 K 程度
以下の低温では，急激に鋭くなっている．このことは図 6(b) に示した磁場微分が低温では急峻なピークとなっていること，更に，相図中にカラープロットで示した規格化電気抵抗の変化の

13

気抵抗の
の磁場依存性性(B)/(35 T)を，図6(b)T)にその磁場
場微分を，図66(c)にこれら
らから決定さされるH-T相図
図を示めす
す．この抵抗抗測定の結果果にはいくつつかの特徴的
的な振る舞いがみてとれ る．第一に，，ゼロ抵抗となる不可可逆磁場Hirr (青丸)が，温(温度の低下にに伴って飽和和する傾向を示すものの ，低温高磁場場で非単長なな
アップタ
ターンを示ししている点でであり，こののような振る舞いは，過去の幾つか の実験でも報報告されていいる[44]．第二に，図6(a)の電気抵
抵抗の磁場依依存性に着目
目すると，高高温での常伝伝導状態への回復が非常ににブロード
急激に鋭く なっている．このことはドなものとな
なっているがが，T ~ 1.0 K
K程度以下のの低温では，
は様子からも見て取れる．高温でのブロードな転移はFeSe における超伝導揺らぎが非常に大きな
図6(b)にに示した磁場
場微分が低温では急峻なピピークとなっっていることと，さらに，相図中にカラープロット
ものであることを示しており，磁気トルク測定によってこれまで報告されている結果とも一致
で示した
た規格化電気気抵抗の変化化の様子かららも見て取れれる．高温でのブロード な転移はFeS
Seにおける超超するものとなっている[48]．相図中において赤の× 点は電気抵抗の落ち始めから90％の点を，ルク測定に よってこれま伝導揺ららぎが非常にに大きなもののであることとを示しておおり，磁気トまで報告されれ
Hirr（青丸）にほとんど一緑の＋点は電気抵抗のピークを示すが，T∼ 1.0 K 以下の低温高磁場で中において赤ている結結果とも一致
致するものととなっているる[48]．相図
赤の×点は電電気抵抗の落
落ち始めからを示すが，90％の点点を，緑の＋＋点は電気抵抵抗のピークT∼
1.0K
以下の低温高
以
高磁場でH
(青丸)
(
にほと
irr
致している様子がわかり，この近傍で超伝導の性質が何等かの変化を示していることが伺える．
んど一致致している様様子がわかり，この近傍でで超伝導の性
性質が何等かかの変化を示示しているこことが伺える
る．

の値で規格化図
良単結晶におおける電気抵抗抗の面内磁場
場依存性 [30]．磁場 3535T Tの
化されて
図 6.
6.. (a)(a)FeSe
FeSe純良純良単結晶における電気抵抗の面内磁場依存性[30]．磁場の値で規格化されいる
る．挿入図は測測定のセットトアップを示示す. (b) そのの磁場微分. (cc) 電気抵抗測測定により得得られるている．挿入図は測定のセットアップを示す．(b)その磁場微分．(c)
電気抵抗測定により得られ
FeSe
e の H-T 相図. カラープ
プロットは(a))の規格化されれた電気抵抗抗の値をあらわしている. 青丸はるirrFeSeの H-T 相図．カラープロットは (a) の規格化された電気抵抗の値をあらわしている．青Hををあらわす.
丸は Hirr をあらわす．
次に，熱伝導率の測定結果ををみていく．図7(a)(b)にに熱伝導率のの磁場依存性性を示す．磁場場の印加に伴伴い，熱伝伝導率はゼロ
ロ磁場の値かから低下を示示す(図7(a))．これは渦糸糸が導入されれることにより，乱れによよ
次に，熱伝導率 κ の測定結果をみていく．図 7(a)(b) に熱伝導率の磁場依存性を示す．磁場のって準粒粒子の散乱がが発生し熱伝伝導率が下ががる場合に観観測される振る舞いであ り，このような熱伝導率率
印加に伴い，熱伝導率はゼロ磁場の値から低下を示す（図 7(a)）．これは渦糸が導入されることとが知られている[49-54]．橙の矢印の磁場依依存性は，非非常にクリーーンな超伝導導体でのみ観観測されるこ印
で示した
たように，熱
熱伝導率がキキンクを示ししている．図7(b)に示した
た高磁場領域
域に着目するると，約2 K以以により，準粒子の散乱が発生し熱伝導率が下がる場合に観測される振る舞いであり，このよう下の低温温で，0H∗ ∼ 24 T付近(黒黒矢印)においいて熱伝導率率が下向きにに不連続な跳跳びを示しており，これををな熱伝導率の磁場依存性は，非常にクリーンな超伝導体でのみ観測されることが知られている率はエントロピーの流れ挟んで熱
熱伝導率の磁磁場依存性がが傾きを変ええていることが見て取れる．熱伝導率
れ[49-54]．橙の矢印で示したように，4.35
K および 2.6
K では熱伝導率がキンクを示している．図を見る物
物理量でありり，H*での跳
跳びは一次相相転移の存在
在を示しめしている．一 次転移に伴う熱伝導率のの∗（黒矢印）におい7(b) に示した高磁場領域に着目すると，約2 K 以下の低温で，μ
跳びはC
CeCoIn5やUR
Ru2Si2などの物質でもみ られている[[51-54]．
0 H ∼ 24 T 付近て熱伝導率が下向きに不連続な跳びを示しており，これを挟んで熱伝導率の磁場依存性が傾き以上のの熱伝導の結結果を電気抵抵抗の測定結結果と併せて相図にまとめたものが図図8である．黄色および橙
黄
橙
∗
の丸で示
示したのは，熱伝導率のの跳びおよびびキンクが観観測された磁場H*およびH
Hkであり，青青丸および緑での 緑を変えていることが見て取れる．熱伝導率はエントロピーの流れを見る物理量であり，H×は電気気抵抗測定ににおけるHirrおよびピーク
おク磁場Hpを示示している．この図から 明らかなように，比較的的跳びは一次相転移の存在を示している．一次転移に伴う熱伝導率の跳びは
CeCoIn5 や URu2Si2 な
高温でみみられる熱伝伝導率のキンンク磁場Hkは
は，Hirrと良くく一致を示ししているのにに対し，低温で不連続な跳跳
どの物質でもみられている[51-54]．
びが観測測される一次次相転移磁場
場H*は，超伝伝導相内部をを二分するように存在す ることが分かり、低温でで以上の熱伝導の結果を電気抵抗の測定結果と併せて相図にまとめたものが図8 である．黄色高磁場超超伝導相が出出現している
ることが明確
確に確認されれる.
および橙の丸で示したのは，熱伝導率の跳びおよびキンクが観測された磁場 H∗および Hk であり，
青丸および緑×は電気抵抗測定における Hirr およびピーク磁場 Hp を示している．この図から明らかなように，比較的高温でみられる熱伝導率のキンク磁場 Hk は，Hirr と良く一致を示している．
ところが，低温で不連続な跳びが観測される一次相転移磁場 H ∗は，超伝導相内部を二分するように存在することが分かり，低温で高磁場超伝導相が出現していることが明確に確認される .
FeSe において，面内磁場下で出現するこの高磁場超伝導相は，以下に述べる理由から FFLO
超伝導状態を観測したものと考えられる．第一に，この相図は理論的に提唱されている FFLO

14

図Fe
7.
FeeSe
純良単結晶
晶における熱熱伝導率の面面内磁場依存性[30].
(a)ゼ
ロ磁場からの
の全体図.
強磁場領
7.
FeSe
純良単結晶における熱伝導率の面内磁場依存性[30]．(a)ゼロ磁場からの全体図．(b)
図 7.
eSe
純良単結晶
晶における熱熱伝導率の面面内磁場依存性
性性
[30].
(a)ゼ
ロ磁場からのの全体図.
(b) (b)
強磁場領∗域における拡大図.

H*
~
24
T
において熱
熱伝導率が不連
連続な跳びをを示し,
一次相相転移が起ききているこ
域における拡大図.

H*
~
24
T
において熱
熱伝導率が不連
連続な跳びをを示し,
一次相相転移が起ききているこ
00
強磁場領域における拡大図．μ0 H ~ 24 T において熱伝導率が不連続な跳びを示し，一次相転移
まの磁場依存性性はH*の前後後で傾きが異異なっている.
とを示している.
ま また熱伝導率
また熱伝導率の磁場依存性性はH*の前後後で傾きが異異なっている.
とを示している.
が起きていることを示している．また熱伝導率の磁場依存性は H ∗の前後で傾きが異なっている．

において，面面内磁場下でで出現するここの高磁FeSeににおいて，面面内磁場下でで出現するこ
この高磁
FeSeに
場超伝導
導相は，以下下に述べる理理由からFFLO
O超伝導
超伝導の相図と極めて類似している点である．特に，
場超伝導導相は，以下下に述べる理理由からFFLO
O超伝導∗
観測したもののと考えられれる．第一にに，この状態を観観測したもののと考えられれる．第一に
に，この
H状態を観
はH
k のスムーズな延長上にあるようにも見え，こ相図は理理論的に提唱
唱されているFFLO超伝伝導の相相図は理理論的に提唱
唱されているFFLO超伝伝導の相∗で一次相転移が起こることによってのことは，H
H*はH
図と極めめて類似してている点であある．特に，
H*はH
図と極めめて類似してている点であある．特に，k k
新たな磁場誘起超伝導相が実現し，これによって超のスムーーズな延長上上にあるよううにも見え，
このこのスムーーズな延長上上にあるよううにも見え，
このことは，HH*で一次相転転移が起こるることによっって新たとは，H
H*で一次相転転移が起こるることによっって新た伝導がより高磁場まで生き残るような特殊な状況がな磁場誘誘起超伝導相相が実現し，
これによっ
って超伝
な磁場誘
誘起超伝導相相が実現し，
これによっって超伝実現していると解釈出来る．これはまさに FFLO 超
導がよりり高磁場までで生き残るよような特殊なな状況が導がよりり高磁場までで生き残るよような特殊なな状況が伝導の描像と一致する．第二に，冒頭に述べたよう
FFLO超
実現して
ていると解釈
釈出来る．これはまさにF
FFLO超実現してていると解釈
釈出来る．これはまさにF伝導の描描像と一致すする．第二にに，冒頭に述述べたよΔ /εF に，冒頭に述の値をもつことに起因しに，この物質が大きな伝導の描描像と一致すする．第二に述べたよ
うに，こ
この物質が大大きな/の値をもつこのことに起うに，ここの物質が大/Fの値をもつこ
のF
ことに起
て，大きな
Maki 大きなパラメータを有する点である．電子
である．
因して，
大きなMakiiパラメータ
を有する点
である．
因して，
大きなMakiiパラメータを有する点
熱伝導導率および電電気抵抗測定にによっ
熱伝導
導率および電電気抵抗測定にによっ面，ホール面でのMaki
パラメータはそれぞれ
5 と 2.5 図8.図8.
れぞれ5
電子面，
メータはそれ
ホール面ででのMakiパラ
図 8. 熱伝導率および電気抵抗測定によっ
れぞれ5
電子面，
メータはそれ
ホール面ででのMakiパラて得られた
たFeSeの面内磁
磁場下におけ
けるH-Tて得られた
たFeSeの面内磁
磁場下におけけるH-T** **であり，これはFFLO状態を実現するのに十分な値と2.5でああり，
これははFFLO状態をを実現するののに十分 相図.一次相と2.5でああり，
これははFFLO状態をを実現するののに十分
相図.一次相
相転移磁場H
H において超伝伝導相て得られた
FeSe Hの面内磁場下における相転移磁場Hにおいて超伝伝導相∗∗ 導状態がが二分されれており、低温
温では超伝導導状態がな値とななっている．
第三に，H
H*において熱熱伝導率が二分されれており、低温
温では超伝導な値とななっている．
第三に，H
H*において熱
熱伝導率となっている．第三に，H において熱伝導率が減少
H-T 相図．一次相転移磁場 H において超より高磁場場まで生き残高磁場超超伝導相場まで生き残
る.る.
高磁場超
超伝導相
が減少す
する方向に跳跳びを示してていることがが挙げら より高磁場が減少すする方向に跳跳びを示してていることがが挙げら
伝導相が二分されており，低温では超伝する方向に跳びを示していることが挙げられる．輸 はFFLO超伝はFFLO超伝伝導状態でああると考えらえる.
伝導状態でああると考えらえる.
れる．輸輸送現象であある熱伝導率
率は，準粒子子の散乱れる．輸輸送現象であある熱伝導率
率は，準粒子子の散乱
導状態がより高磁場まで生き残る．高磁送現象である熱伝導率は，準粒子の散乱に敏感であに敏感でであり，熱伝伝導率の減少少は平均自由由行程がに敏感でであり，熱伝伝導率の減少少は平均自由由行程が場超伝導相は FFLO 超伝導状態であると短くなっっていることとを示していいる．図1(c)にに示したよううに，ノードド構造が熱流流と垂直に出現現しているり，熱伝導率の減少は平均自由行程が短くなってい短くなっっていることとを示していいる．図1(c)にに示したよううに，ノードド構造が熱流流と垂直に出現
現しているとと考えられる．
えられる．最すると，これによるる散乱が発生
生し,
平均自
由行程は短
短くなると考最後に，磁場
場中での電気気えられる．最すると，これによるる散乱が発生
生し,
平均自
由行程は短
短くなると考最後に，磁場
場中での電気気ることを示している．図 1(c) に示したように，ノー
抵抗の振
ブロードな
振る舞いが，
高磁場超伝
伝導相の出現現に伴って，
転移から急激
激にシャー
プなものへ
抵抗の振
振る舞いが，高磁場超伝伝導相の出現現に伴って，ブロードな転移から急激激にシャープなものへと とド構造が熱流と垂直に出現しているとすると，これによる散乱が発生し，平均自由行程は短く* *ド構造の出現変化してている点が挙挙げられる．
H においててFFLO状態へへと転移をししているとすすると，ノー
ド構造の出現変化してている点が挙挙げられる．
H においててFFLO状態へへと転移をししているとすすると，ノー
現現なると考えられる．最後に，磁場中での電気抵抗の振る舞いが，高磁場超伝導相の出現に伴っ
ピンニング
により渦
渦糸が細分化化される．細細分化されたた渦糸はより
フレキシブ
ルになり，
が働きやす
ピンニング
により渦
渦糸が細分化化される．細細分化されたた渦糸はより
フレキシブ
ルになり，
が働きやす
くく
∗
、電気抵抗
したがって
の振る舞いもなることとから，電気気抵抗の転移移はシャープ
プになると考考えられる．
、電気抵抗
したがっての振る舞いもなることとから，電気気抵抗の転移移はシャープ
プになると考考えられる．
ももにおいてて，ブロードな転移から急激にシャープなものへと変化している点が挙げられる．HFFLO相の出現をサポ
ポートしておおり．FeSeのの面内磁場下下における高高磁場超伝導
導相は,
FFLO状
状態を観測
FFLO相
の出現をサポ
ポートしておおり．FeSeのの面内磁場下下における高高磁場超伝導
導相は,
FFLO状
状態を観測
しし
FFLO 状態へと転移をしているとすると，ノード構造の出現により渦糸が細分化される．細分化
た極めてて明確な例でであろうと考考えられる．
た極めてて明確な例でであろうと考考えられる．
された渦糸はよりフレキシブルになり，ピンニングが働きやすくなることから，電気抵抗の転．この物質の
最後にに，FeSeにおおいてFFLO状状態の発現機
機構を，このの系の電子構構造と絡めてて議論したい．この物質の
最後にに，FeSeにおおいてFFLO状状態の発現機
機構を，このの系の電子構構造と絡めてて議論したい
のの
e e
h h
フェルミ
ミ面は，電子子面の深さが~数
meeV，ホール面
面が~
10
meVとなってmている．FFL
LO超伝導の実移はシャープになると考えられる．したがって，電気抵抗の振る舞いもFFLO
相の出現をサポー
フェルミ
ミ面は，電子子面の深さががが~数
me
eV，ホール面
面が~
10
meVとなってmている．FFL
LO超伝導の実
実実
F F
F F
現にあた
たっては，ゼゼーマン分裂裂によりスピ
ピン分極が大きくなり過ぎぎると，これ
れはFFLO状態態の形成には現にあた
たっては，ゼゼーマン分裂裂によりスピ
ピン分極が大きくなり過ぎぎると，これ
れはFFLO状態態の形成にはははトしており．FeSeの面内磁場下における高磁場超伝導相は，FFLO
状態を観測した極めて明確

15

不利にな
なると考えらられる．こここで, 0H* ~ 224 Tでのスピ
ピン分極 P = (N↑- N↓)/ (N↑+ N↓) ≈ BH/F は電電子面で0.35, ホール面
面では0.15とと見積もられれることから
ら，FeSeにおい
いてFFLO超超伝導の形成を支えているるのはホーール面であろろうと推察さされる．これ
れまでの研究
究によってFeeSeの超伝導 ギャップ構造
造はノーダル
ル
あるいはは極めて大ききな異方性ををもつことがが知られており, Feの3d軌
軌道に強く依依存した電子子対形成が明らかにになっているる[55-64]. ホール面におホ
おいては, 図9上図におい図
いな例であろうと考えられる．
て赤く示
示したdyz成分
分が支配的な
な部分で大ききな超伝導ギ
ギャップが開開
最後に，FeSeにおける
FFLO状態の発現機構を，この系のいている
る．FFLO超伝伝導においててもdyz成分ににより構成さされるフェル
ル
ミ面が重重要な役割をを担っている
ると考えられれ，図9下図にに示したようう電子構造と絡めて議論したい．この物質のフェルミ面は，電子
e
h
に，
磁場
場中でゼーママン分裂を起こしたフェル
ルミ面のうち
ち，
d
成分が
が
yz
面の深さが εF ~ 数 meV，ホール面が εF ~ 10 meV となっている．
支配的は
は平坦な部分分を橋渡しすするようなネ
ネスティン グベクトルq
FFLO 超伝導の実現にあたって，ゼーマン分裂によりスピン分
がFFLO超超伝導の形成成を担っていいるものと推推察される．FeSeのFFLO
O
極が大きくなり過ぎると，これはFFLO状態の形成には不利に
超伝導にについて，q ベクトルをを実験により 特定を行うことが，今後
後
∗
の課題で
であろう．
なると考えられる．ここで，μ0 H ~ 24 T でのスピン分極 P = (N↑N↓)/ (N↑+ N↓) ≈ μBH / εF は電子面で 0.35，ホール面では 0.15 とにおいて FFLO 超伝導の形成をおわりに
5.見積もられることから，FeSe

ky

dxz
dyz

支えているのはホール面であろうと推察される．これまでのでは, 鉄系超超伝導体FeSeに焦点をあて
磁場で現れるる
本稿でて，低温高磁q
FFLO超伝伝導相の存在た．この物質質は極めて浅
浅く小さなフフ
研究によってFeSe在を議論したの超伝導ギャップ構造はノーダルあるいはェルミポ
ポケットのみみを有し，フェルミエネル
ルギーと超伝伝導ギャッププ
極めて大きな異方性をもつことが知られており，Fe の 3d 軌道
が同程度度のエネルギギースケール
ルを持つこと から，弱結合合BCS状態かかkx
ホー有に強く依存した電子対形成が明らかになっている[55-64]．
ら強結合
合BEC状態へへのクロスオオーバー領域域に位置する
る超伝導の有力な候補
補物質である
る．これに付随
随してFeSeはは大きなMakkiパラメータタdyz 成分が支配ル面においては，図9 上図において赤く示したを有してており，FFLO
O超伝導が実実現し得る理理想的な系ととなっている的な部分で大きな超伝導ギャップが開いている．FFLO
超伝導 ．
我々は，この物質のの面内磁場下下において，独独自の強磁場
場熱伝導度測測FeSSeのホール面
面におけるdyz 成分により構成されるフェルミ面が重要な役割 図図9.
においても9. FeSe のホール面における定によっって，一次相相転移によっって隔てられれたFFLO超伝伝導と考えら
ら 超伝導ギ
ギャップの軌
軌道依存性を担っていると考えられ，図9 下図に示したように，磁場中れる高磁
磁場超伝導相相の観測に成
成功した．
FeS
Seにおいてはは, c軸方向磁磁 超伝導ギャップの軌道依存性ととゼーマ
マン分裂したたフェルミ
場下におおいても高磁磁場超伝導相相が出現する
ることが明ららかになってて ゼーマン分裂したフェルミ面にでゼーマン分裂を起こしたフェルミ面のうち，d面にける
るqベクトル..
yz 成分が支配おり[30]], これがFF
FLO超伝導でであるかを解解明することとも今後の課課
的は平坦な部分を橋渡しするようなネスティングベクトル q ける q ベクトル．
題としてて挙げられる
る. 今後FeSeを舞台にエエキゾチック
ク超伝導状態
態
が FFLO
超伝導の形成を担っているものと推察される．FeSe
の解明が
が進み,
新奇
奇な量子凝縮縮相のフロンンティアが開開拓されていいくことをを期待したいい.
の FFLO
超伝導について，qベクトルを実験により特定を行うことが，今後の課題であろう．
5. おわりに
謝辞
本稿では，鉄系超伝導体
FeSeに焦点をあて，低温高磁場で現れる超伝導相の存在を議
究は, 佐藤雄
雄貴, S. Liccia
ardello,M. Čuulo, S. Arsennijević, T. Ottenbros,FFLO
富永永貴弘,
J. Böker, I. Eremiin,
本研究

芝内孝禎
禎, J. Wosnitzza, N. E. Husssey, 松田祐司
司の各氏をははじめとしてて, 多くの方
方々との共同研研究に基づく論した．この物質は極めて浅く小さなフェルミポケットのみを有し，フェルミエネルギーと超ものですす. また, M. Houzet, J. S.. Kim, 柳瀬陽
陽一の各氏にには貴重な議議論をして頂本研究を遂行本 BEC 行
伝導ギャップが同程度のエネルギースケールを持つことから，弱結合
BCS頂きました.
状態から強結合するにああたり，筆者
者は科研費基盤
盤研究(B)「超超シャロウババンド物質ににおける新奇奇電子状態とと量子凝縮相相」
FeSe 量状態へのクロスオーバー領域に位置する超伝導の有力な候補物質である．これに付随してならびにに国際共同研研究加速基金金(国際共同研
研究強化)「超シャロウバ
超バンド物質に おける新奇電子状態と量は大きなMaki パラメータを有しており，FFLO
超伝導が実現し得る理想的な系となっている．
子凝縮相
相（国際共同
同研究強化）」の支援を受受けておりまます．また, 筆者が長期期の海外渡航を通じて強磁
磁室には多大な場熱輸送
送測定の開発発を懇願した
たことにより，所属研究なご負担をかかけました.
本研究は,
我々は，この物質の面内磁場下において，独自の強磁場熱伝導度測定によって，一次相転移に 環
そして安定か境安全保保健機構低温温物質管理部
部門の共同利利用機器でああるグローブブボックス, そかつ多量の寒寒よって隔てられた FFLO 超伝導と考えられる高磁場超伝導相の観測に成功した．FeSe において剤供給のの御尽力の上上に成り立っっておりますす. 本研究にに留まらず, 京都大学での京の研究を支ええて下さったたは，c
軸方向磁場下においても高磁場超伝導相が出現することが明らかになっており[30]，これ
様々な方方に深く感謝謝致します.
が FFLO 超伝導であるかを解明することは今後の課題として挙げられる . 今後 FeSe を舞台にエ
キゾチック超伝導状態の解明が進み，新奇な量子凝縮相のフロンティアが開拓されていくこと
参 考 文 献を期待したい[1]
P. F
Fulde and. R. A. Ferrell, Ph
hys. Rev. 1355, A550 (1964).

[2] A. I. Larkin andd Y. N. Ovchinnikov, Zhh. Eksp. Teorr. Fiz. 47, 1136 (1964); [ Sov. Phys. JETP 20, 7622
(19665)].
謝辞[3] Y. M
Matsuda and H. Shimahara, J. Phys. Sooc. Jpn. 76, 05
51005 (2007)).
本研究は，佐藤雄貴，S. Licciardello，M. Čulo，S. Arsenijević，T. Ottenbros，富永貴弘，J. Böker，
I. Eremin，芝内孝禎，J. Wosnitza，N. E. Hussey，松田祐司の各氏をはじめとして，多くの方々との共同研究に基づくものです．また，M. Houzet，J. S. Kim，柳瀬陽一の各氏には貴重な議論をして頂きました．本研究を遂行するにあたり，筆者は科研費基盤研究（B）「超シャロウバンド物

16

質における新奇電子状態と量子凝縮相」ならびに国際共同研究加速基金（国際共同研究強化）「超シャロウバンド物質における新奇電子状態と量子凝縮相（国際共同研究強化）」の支援を受けております．また，筆者が長期の海外渡航を通じて強磁場熱輸送測定の開発を懇願したことにより，
所属研究室には多大なご負担をかけました．本研究は，環境安全保健機構低温物質管理部門の共同利用機器であるグローブボックス，そして安定かつ多量の寒剤供給の御尽力の上に成り立っております．本研究に留まらず，京都大学での研究を支えて下さった様々な方に深く感謝致します .
参 考 文 献[1] P. Fulde and R. A. Ferrell, Phys. Rev. 135, A550 (1964).
[2] A. I. Larkin and Y. N. Ovchinnikov, Zh. Eksp. Teor. Fiz. 47, 1136 (1964); [Sov. Phys. JETP 20, 762 (1965)].
[3] Y. Matsuda and H. Shimahara, J. Phys. Soc. Jpn. 76, 051005 (2007).
[4] G. Zwicknagl and J. Wosnitza, in BCS: 50 Years edited by L. N. Cooper and D. Feldman (World Scientiﬁc,
Singapore, 2011), pp. 337–371; Int. J. Mod. Phys. B 24, 3915 (2010).
[5] J. Wosnitza, Ann. Phys. (Berlin) 530, 1700282 (2018).
[6] 松田祐司，熊谷健一，日本物理学会誌 61, 77-83 (2006).
[7] 嶋原浩，物性研究 96-5, 501-524 (2011).
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[28] A. E. Böhmer and A. Kreisel, J. Phys. Condens. Matter 30, 023001 (2018).

17

[29] A. I. Coldea and M. D. Watson, Annu. Rev. Condens. Matter Phys. 9, 125 (2018).
[30] S. Kasahara, Y. Sato, S. Licciardello, M. Čulo, S. Arsenijević, T. Ottenbros, T. Tominaga, J. Böker, I.
Eremin, T. Shibauchi, J. Wosnitza, N. E. Hussey, and Y. Matsuda, Phys. Rev. Lett. 124, 107001 (2020).
[31] K. Ishida, Y. Nakai, and H. Hosono, J. Phys. Soc. Jpn. 78, 062001 (2009).
[32] G. R. Stewart, Rev. Mod. Phys. 83, 1589 (2011).
[33] P. J. Hirschfeld, M. M. Korshunov, and I. I. Mazin, Rep. Prog. Phys. 74, 124508 (2011).
[34] T. M. McQueen, A. J. Williams, P. W. Stephens, J. Tao, Y. Zhu, V. Ksenofontov, F. Casper, C. Felser, and R. J.
Cava, Phys. Rev. Lett. 103, 057002 (2009).
[35] T. Imai, K. Ahilan, F. L. Ning, T. M. McQueen, and R. J. Cava, Phys. Rev. Lett. 102, 177005 (2009).
[36] S.-H. Baek, D. V. Efremov, J. M. Ok, J. S. Kim, J. van den Brink, and B. Büchner, Nat. Mater. 14, 210 (2015).
[37] A. E. Böhmer, T. Arai, F. Hardy, T. Hattori, T. Iye, T. Wolf, H. v. Löhneysen, K. Ishida, and C. Meingast,
Phys. Rev. Lett. 114, 027001 (2015).
[38] J. P. Sun, K. Matsuura, G. Z. Ye, Y. Mizukami, M. Shimozawa, K. Matsubayashi, M. Yamashita, T.
Watashige, S. Kasahara, Y. Matsuda, J. -Q. Yan, B. C. Sales, Y. Uwatoko, J. -G. Cheng, and T. Shibauchi,Nat. Commun. 7, 12146 (2016).
[39] Shaolong He, Junfeng He, Wenhao Zhang, Lin Zhao, Defa Liu, Xu Liu, Daixiang Mou, Yun-Bo Ou, QingYan Wang, Zhi Li, Lili Wang, Yingying Peng, Yan Liu, Chaoyu Chen, Li Yu, Guodong Liu, Xiaoli Dong, Jun
Zhang, Chuangtian Chen, Zuyan Xu, Xi Chen, Xucun Ma, Qikun Xue, X. J. Zhou, Nat. Mater. 12 605 (2013).
[40] S. Hosoi, K. Matsuura, K. Ishida, H. Wang, Y. Mizukami, T. Watashige, S. Kasahara, Y. Matsuda, and T.
Shibauchi, Proc. Natl. Acad. Sci. USA 113, 8139 (2016).
[41] S. Onari, Y. Yamakawa, and H. Kontani, Phys. Rev. Lett. 116, 227001 (2016).
[42] T. Terashima, N. Kikugawa, A. Kiswandhi, E.-S. Choi, J. S. Brooks, S. Kasahara, T. Watashige, H. Ikeda,
T. Shibauchi, Y. Matsuda, T. Wolf, A. E. Böhmer, F. Hardy, C. Meingast, H. v. Löhneysen, M. T. Suzuki, R.
Arita, and S. Uji, Phys. Rev. B 90, 144517 (2014).
[43] M. D. Watson, T. Yamashita, S. Kasahara, W. Knafo, M. Nardone, J. Béard, F. Hardy, A. McCollam, A.
Narayanan, S. F. Blake, T. Wolf, A. A. Haghighirad, C. Meingast, A. J. Schofield, H. v. Löhneysen, Y.
Matsuda, A. I. Coldea, and T. Shibauchi, Phys. Rev. Lett. 115, 027006 (2015).
[44] Y. Suzuki, T. Shimojima, T. Sonobe, A. Nakamura, M. Sakano, H. Tsuji, J. Omachi, K. Yoshioka, M.
Kuwata-Gonokami, T. Watashige, R. Kobayashi, S. Kasahara, T. Shibauchi, Y. Matsuda, Y. Yamakawa, H.
Kontani, and K. Ishizaka, Phys. Rev. B 92, 205117 (2015).
[45] M. Yi, H. Pfau, Y. Zhang, Y. He, H. Wu, T. Chen, Z. R. Ye, M. Hashimoto, R. Yu, Q. Si, D.-H. Lee,
Pengcheng Dai, Z.-X. Shen, D. H. Lu, and R. J. Birgeneau, Phys. Rev. X 9, 041049 (2019).
[46] S. Kasahara, T. Watashige, T. Hanaguri, Y. Kohsaka, T. Yamashita, Y. Shimoyama, Y. Mizukami, R. Endo, H.
Ikeda, K. Aoyama, T. Terashima, S. Uji, T. Wolf, H. v. Löhneysen, T. Shibauchi, and Y. Matsuda, Proc. Natl.
Acad. Sci. U.S.A. 111, 16309 (2014).
[47] T. Hanaguri, S. Kasahara, J. Böker, I. Eremin, T. Shibauchi, and Y. Matsuda, Phys. Rev. Lett. 122, 077001(2019).
[48] S. Kasahara, T. Yamashita, A. Shi, R. Kobayashi, Y. Shimoyama, T. Watashige, K. Ishida, T. Terashima, T.
Wolf, F. Hardy, C. Meingast, H. v. Löhneysen, A. Levchenko, T. Shibauchi, and Y. Matsuda, Nat. Commun. 7,12843 (2016).
[49] K. Krishana, N. P. Ong, Q. Li, G. D. Gu, and N. Koshizuka, Science 277, 83 (1997).
[50] M. Franz, Phys. Rev. Lett. 82, 1760 (1999).
[51] K. Izawa, H. Yamaguchi, Yuji Matsuda, H. Shishido, R. Settai, and Y. Onuki, Phys. Rev. Lett. 87, 057002(2001).
[52] Y. Kasahara, Y. Nakajima, K. Izawa, Y. Matsuda, K. Behnia, H. Shishido, R. Settai, and Y. Onuki, Phys.
Rev. B 72, 214515 (2005).

18

[53] Y. Kasahara, T. Iwasawa, H. Shishido, T. Shibauchi, K. Behnia, Y. Haga, T. D. Matsuda, Y. Onuki, M.
Sigrist, and Y. Matsuda, Phys. Rev. Lett. 99, 116402 (2007).
[54] D. Y. Kim, S.-Z. Lin, F. Weickert, M. Kenzelmann, E. D. Bauer, F. Ronning, J. D. Thompson, and R.
Movshovich, Phys. Rev. X 6, 041059 (2016).
[55] C.-L. Song, Y.-L. Wang, P. Cheng, Y.-P. Jiang, W. Li, T. Zhang, Z. Li, K. He, L. Wang, J.-F. Jia, H.-H. Hung,
C. Wu, X. Ma, X. Chen, and Q.-K. Xue, Science 332, 1410 (2011).
[56] T. Watashige, Y. Tsutsumi, T. Hanaguri, Y. Kohsaka, S. Kasahara, A. Furusaki, M. Sigrist, C. Meingast, T.
Wolf, H. v. Löhneysen, T. Shibauchi, and Y. Matsuda, Phys. Rev. X 5, 031022 (2015).
[57] P. Bourgeois-Hope, S. Chi, D. A. Bonn, R. Liang, W. N. Hardy, T. Wolf, C. Meingast, N. Doiron-Leyraud,and L. Taillefer, Phys. Rev. Lett. 117, 097003 (2016).
[58] T. Watashige, S. Arsenijević, T. Yamashita, D. Terazawa, T. Onishi, L. Opherden, S. Kasahara, Y. Tokiwa, Y.
Kasahara, T. Shibauchi, H. v. Löhneysen, J. Wosnitza, and Y. Matsuda, J. Phys. Soc. Jpn. 86, 014707 (2017).
[59] Y. Sato, S. Kasahara, T. Taniguchi, X. Z. Xing, Y. Kasahara, Y. Tokiwa, Y. Yamakawa, H. Kontani, T.
Shibauchi, and Y. Matsuda, Proc. Natl. Acad. Sci. U.S.A. 115, 1227 (2018).
[60] T. Hanaguri, K. Iwaya, Y. Kohsaka, T. Machida, T. Watashige, S. Kasahara, T. Shibauchi, and Y. Matsuda,Sci. Adv. 4, eaar6419 (2018).
[61] H. C. Xu, X. H. Niu, D. F. Xu, J. Jiang, Q. Yao, Q. Y. Chen, Q. Song, M. Abdel-Haﬁez, D. A. Chareev, A. N.
Vasiliev, Q. S. Wang, H. L. Wo, J. Zhao, R. Peng, and D. L. Feng, Phys. Rev. Lett. 117, 157003 (2016).
[62] P. O. Sprau, A. Kostin, A. Kreisel, A. E. Böhmer, V. Taufour, P. C. Canﬁeld, S. Mukherjee, P. J. Hirschfeld,
B. M. Andersen, and J. C. Seamus Davis, Science 357, 75 (2017).
[63] T. Hashimoto, Y. Ota, H. Q. Yamamoto, Y. Suzuki, T. Shimojima, S. Watanabe, C. Chen, S. Kasahara, Y.
Matsuda, T. Shibauchi, K. Okazaki, and S. Shin, Nat. Commun. 9, 282 (2018).
[64] D. Liu et al., Phys. Rev. X 8, 031033 (2018).
著者略歴

笠原 成（KASAHARA Shigeru）
1975 年生
2003 年

東邦大学大学院 理学研究科博士後期課程修了 博士（理学）2003 年

東京大学大学院 工学系研究科 学術研究支援員

2004 年

東京大学大学院 工学系研究科 研究機関研究員

2005 年

独立行政法人物質・材料研究機構 特別研究員

2008 年

京都大学 低温物質科学研究センター 研究員（研究機関）

2011 年

京都大学 低温物質科学研究センター 特任助教

2012 年

京都大学大学院 理学研究科 助教2020 年

京都大学大学院 理学研究科 特定准教授

2021 年

岡山大学 異分野基礎科学研究所 教授

19

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
令和 2 年度
理学研究科・物理学第一理学研究科・化学
理学研究科・その他
医学研究科
医学部附属病院
薬学研究科
農学研究科
人間・環境学研究科
物質－細胞統合システム拠点
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）
合計

単位：リットル

10 月
6,964
969
0
86
639
250
135
722
0

11 月
5,937
348
0
0
424
47
0
0
0

12 月
7,006
662
0
84
423
0
59
230
99

1月
7,643
580
0
0
431
134
130
248
0

2月
6,473
332
60
83
434
145
33
220
0

3月
6,753
605
0
0
424
35
99
376
100

合計
40,776
3,496
60
253
2,775
611
456
1,796
199

1,682

1,444

2,247

1,938

1,926

967

10,204

11,4478,200

10,810

11,104

9,706

9,359

60,626液体窒素供給量
令和 2 年度
理学研究科・物理学第一理学研究科・化学（含窒素ガス利用分）
理学研究科・その他
医学研究科
医学部附属病院
工学研究科
農学研究科
人間・環境学研究科
エネルギー科学研究科
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
放射性同位元素総合センター
国際高等研究院
フィールド科学教育研究センター
物質－細胞統合システム拠点
外部機関との連携研究室
環境安全保健機構・低温物質管理部門
合計

20

単位：リットル

10 月
2,852
4,915
774
1,129
98
947
2,554
755
971
977
33
1,885
170
88
3
854
232
1,190
20,427

11 月
3,052
4,715
644
1,048
77
1,040
2,147
762
391
812
25
1,850
159
31
0
457
115
1,172
18,497

12 月
3,070
5,587
846
1,271
98
597
2,257
502
1,126
893
55
1,997
209
75
0
458
223
479
19,743

1月
2,446
5,882
674
1,021
54
701
2,297
594
398
858
56
2,199
204
31
0
530
0
330
18,275

2月
2,395
4,694
637
1,056
55
505
1,890
717
397
799
24
1,931
210
0
0
801
228
408
16,7473月
合計
2,656 16,471
4,594 30,387
698
4,273
892
6,417
101
483
407
4,197
1,992 13,137
831
4,161
251
3,534
979
5,318
33
226
2,328 12,190
244
1,196
0
225
10
13
719
3,819
0
798
779
4,358
17,514 111,203

宇治キャンパス
液体ヘリウム供給量
令和 2 年度

単位：リットル

10 月
1,580
268
0
0
0
0
0
72
1,920

液体ヘリウム供給量
化学研究所
エネルギー理工学研究所
生存圏研究所
農学研究科
理学研究科
工学研究科
エネルギー科学研究科
産官学連携本部
合

計

11 月
1,528
79
0
0
0
0
0
132
1,739

12 月
1,676
341
0
0
0
0
0
0
2,098

1月
1,224
200
0
0
0
0
0
154
1,578

2月
1,468
334
232
0
0
0
0
89
2,123

3月
1,877
210
0
0
0
0
0
0
2,087

12 月
2,031
1,313
244
205
0
0
139
0
3,932

1月
1,769
1,336
220
187
0
0
89
0
49
3,650

2月
1,943
1,209
253
327
0
0
22
0
0
3,754

3月
1,867
1,231
312
208
0
0
140
0
0
3,758

12 月
681
347
434
115
38
99
1,714

1月
822
254
385
120
62
105
1,748

2月
415
305
352
96
28
72
1,268

3月
515
238
439
128
55
92
1,467

12 月
59
0
49
42
123
1,591
12,355
1,280
1,289
726
815
1,360
297
19,986

1月

2月
63
0
47
37
53
1,828
12,026
1,811
997
541
806
1,479
172
19,860

3月
合計
15
289
0
0
15
351
28
217
97
498
2,647 11,810
9,954 69,822
1,089
8,905
798
6,119
736
4,234
665
5,086
1,100
8,443
74
1,312
17,218 117,086

合計
9,353
1,432
232
0
0
0
0
528
11,545

液体窒素供給量
令和 2 年度

単位：リットル

10 月
2,330
1,521
250
288
0
0
464
0
36
4,889

液体窒素供給量
化学研究所
エネルギー理工学研究所
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
エネルギー科学研究科
産官学連携本部
合

計

11 月
2,004
1,174
245
454
0
0
193
0
73
4,143

合計
11,944
7,784
1,524
1,669
0
0
1,047
0
158
24,126

桂キャンパス
液体ヘリウム供給量
令和 2 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
合
計

単位：リットル

10 月
282
270
408
124
48
128
1,260

11 月
430
243
363
116
28
64
1,244

合計
3,145
1,657
2,381
699
259
560
8,701

液体窒素供給量
令和 2 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・都市社会工学
工学研究科・機械理工学専攻
工学研究科・マイクロエンジニアリング専攻
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
合計

単位：リットル

10 月
66
0
72
47
87
786
13,409
1,760
1,100
705
1,090
1,599
216
20,937

11 月
86
0
69
31
67
2,654
10,617
1,445
904
681
712
1,541
198
19,005

0
0
99
32
71
2,304
11,461
1,520
1,031
845
998
1,364
355
20,08021

寒剤供給関係業務 担当者
キャンパス

吉

施

設

設

置

場

治

桂

(電

話)

今村 隆一(3964, 3965)

極低温物性化学実験室

市川 能也(宇治 4550)、玉野 健一(宇治 4551)

A クラスター・液体窒素 CE

西崎 修司(桂 7407, 桂 2136)
多田 康平(桂 2881, 桂 2136)、掛谷 一弘(桂 2265)
中村 武恒(桂 7353)、高津 浩(桂 2513）

局

１ 大学院理学研究科
放射性同位元素総合センター

３ 大学院農学研究科

吉田キャンパス ヘリウムガス回収中継所責任者 （令和３年４月現在）
所
属
中 継 所 名設 置 場 所
責 任 者
電話
理 学 部 ５ 号 館
５号館地階
北川 俊作
物理学・宇宙物理学
南西隅
３７５２
Ｒ Ｉ セ ン タ ー
農学部

ＲＩセンター
分館地階

稼働休止中

環境安全保健機構

農学部総合館地階
Ｓ－０１４室

寺本 好邦

森林科学
６２５７

低温物質管理部門 4055

４ 大学院理学研究科

理 学 部 ６ 号 館

６号館南校舎地階Ｂ０８室

道岡 千城

化学
３９９１

５ 大学院理学研究科

総合研究５号館

総合研究５号館
地下Ｂ０４室佐々木 豊

物理学・宇宙物理学
３７５５

６ 大学院理学研究科

構 造 生 理 学

電気第一分館地階
Ａ－００２室稼働休止中

工学部総合校舎地階
００８号室

稼働休止中

７ 大学院工学研究科
８ 大学院工学研究科
９

工

学

部

材 料 工 学物 理 工 学物理系校舎
地階０１５室

環境安全保健機構
低温物質管理部門 4055

環境安全保健機構
低温物質管理部門 4055

和氣 剛

材料工学
５４８６

工 学 部 ＲＩ 研 究 １階ヘリウム回収室
実 験 棟

稼働休止中

環境安全保健機構
低温物質管理部門 4055

10

大学院人間・
環境学研究科吉 田 南 ３ 号 館

地階南端階段下

渡邊 雅之

相関環境学
６７９７

11

総合人間学部

総合人間学部棟

地階１Ｂ０２室

大槻 太毅

相関環境学
６７９５

12

大学院人間・
環境学研究科

人間・環境学研究科棟

地階東端階段下

小山田 明

相関環境学
２９１６

13 大学院医学研究科

脳機能総合研究センター

第３臨床研究棟
１階ガスバッグ室

松橋 眞生

てんかん・運動異常
生理学講座(病)4346

14

iCeMS 研究棟
Complex2

iCeMS 研究棟
地階００９号室

辻本 将彦

iCeMS 解析センター
９７７２

医薬系総合研究棟

地下１階Ｂ１１６
ヘリウム回収室井貫 晋輔

医薬創成情報科学
９２６８

物質－細胞統合システム拠点

15 大学院薬学研究科

22

者

北部構内・理学部６号館 LN2 CE

C クラスター・液体窒素 CE

２

当佐々木 豊(3755)、大塚 晃弘(4062, 4055)
五十嵐 聡(4055,4058)、伊藤 薫(4055,4058)
横山 幸治(寒剤配送トラック 090-5128-6769)

B クラスター・極低温施設部

担北部構内・極低温寒剤供給施設
田

宇

№

所

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
令和 3 年 4 月 1 日

吉

氏

名

村

一

佐々木

職

部屋番号

良

教

授

豊

教

授

矢

持

秀

起

教

授

寺

嶋

孝

仁

教

授

松

原

明

准教授

大

塚

晃

弘

准教授

中

野

義

明

助

教

北

川

俊

作

助

教

所属・連絡先TEL 3989
kyhv@kuchem.kyoto-u.ac.jp
TEL 3755
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 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
理学研究科 5 号館 140
kitagawa.shunsaku.8u@kyoto-u.ac.jp

理学研究科 6 号館 281

23環境安全保健機構 低温物質専門委員会委員名簿
令和 3 年 4 月 1 日

委員名
佐々木

所

属

ＴＥＬ

絡

先

豊

理学／ LTM

１号委員

3755

sasaki@scphys.kyoto-u.ac.jp

矢

持

秀

起

理学／ LTM

２号委員

4069

yamochi@kuchem.kyoto-u.ac.jp

寺

嶋

孝

仁

理学／ LTM

２号委員

9521

terashim@scl.kyoto-u.ac.jp

松

原

明

理学／ LTM

２号委員

3787

akira@scphys.kyoto-u.ac.jp

大

塚

晃

弘

理学／ LTM

２号委員

4062

otsuka@kuchem.kyoto-u.ac.jp

吉

村

一

良

理学／ LTM

３号委員

3989

kyhv@kuchem.kyoto-u.ac.jp

松

田

祐

司

理学

４号委員

3790

matsuda@scphys.kyoto-u.ac.jp

石

田

憲

二

理学

４号委員

3752

kishida@scphys.kyoto-u.ac.jp

竹

腰

清乃理

理学

４号委員

4015

takeyan@kuchem.kyoto-u.ac.jp

奥

山

弘

理学

４号委員

3977

hokuyama@kuchem.kyoto-u.ac.jp

植

田

浩

明

理学

４号委員

3991

weda@kuchem.kyoto-u.ac.jp

杤

尾

豪

人

理学

４号委員

4215

tochio@mb.biophys.kyoto-u.ac.jp

松

橋

眞

生

医学

４号委員

19-4346

matuhasi@kuhp.kyoto-u.ac.jp

白

石

誠

司

工学

４号委員

15-2272

mshiraishi@kuee.kyoto-u.ac.jp

陰

山

洋

工学

４号委員

15-2506

kage@scl.kyoto-u.ac.jp

中

村

裕

之

工学

４号委員

5440

nakamura.hiroyuki.2w@kyoto-u.ac.jp

掛

谷

一

弘

工学

４号委員

15-2265

kakeya@kuee.kyoto-u.ac.jp

谷

口

幸

雄

農学

４号委員

6331

tyukio@kais.kyoto-u.ac.jp

藤

原

直

樹

人環

４号委員

6786

naoki@fujiwara.h.kyoto-u.ac.jp

土

井

俊

哉

エネ科

４号委員

4725

doi@energy.kyoto-u.ac.jp

小

野

輝

男

化研

４号委員

17-3103

ono@scl.kyoto-u.ac.jp

島

川

祐

一

化研

４号委員

17-3110shimak@scl.kyoto-u.ac.jp

富

田

大

志

施設部長

2301

akiyama.akihiro.4e@kyoto-u.ac.jp

５号委員

令和 3 年 4 月 1 日～令和 4 年 3 月 31 日

24連

「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）.

25

編集後記
コロナ禍で外出が減り自宅にいる機会が増えたため、片づけや整理を行う人も多いのではないだろうか。私もその一人である。それで最近はっきり分かったことがある。それは段ボール
こそが片付けの最大の敵であり、段ボールを無くすことが重要だということである。
良く整理された空間を想像して頂きたい。そこに段ボールがあるだろうか？それは無い。や
はり段ボールに物を押し込んでいては何時まで経っても片付かない。そう思って研究室もチェッ
クしてみると、やはり段ボールがあちらこちらにあることに気づく。段ボールと戦う日々は続
きそうである。話は変わるが、最近ようやくコロナのワクチン接種が進んできた。ワクチンも保存に冷凍や冷蔵が必要とのことで、低温技術は無くてはならないものである。今年度の初めの頃に学生実験で低温に関する実験を行った。大学生になったばかりの学生らは液体窒素を使った実験を楽しそうに行っていたが、それからしばらくするとコロナの感染拡大でオンラインでの実験に切り替わってしまった。実験はやはり自分自身で体験するのが醍醐味なので、ワクチン接種が加速して早く通常の対面授業に戻ってほしいと願っている。
M. M.

26

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38号 2021年6月 Volume 38, June 2021
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，藤田 晃司
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

刷：創文堂印刷株式会社