目次
第 40 号 2022 年 6 月

研究ノート
電子顕微鏡による原子，元素，状態，軌道の可視化………………………………………………………………………… 治田充貴 … 3
局所反転対称性の破れた超伝導体 CeRh2As2 における超伝導相内で現れる反強磁性秩序………………………………… 北川俊作，木舩茉悠，尾方司貴，石田憲二 … 10
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…………… 18
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…………………… 20
環境安全保健機構低温物質管理部門併任教員…………………………………… 21
環境安全保健機構低温物質専門委員会委員……………………………………… 22
投稿案内……………………………………………………………………………………… 23
編集後記……………………………………………………………………………………… 24

1

Low Temperature and Materials Sciences (Kyoto University)
Number 40, JUNE 2022

Table of Contents

Research Reports

Visualization of Atom, Element, Electronic State and Orbital Using Electron Microscopy……………………………………………………………………… Mitsutaka Haruta … 3
Antiferromagnetism inside the superconducting phase in locally inversion
breaking CeRh2As2……………………………………… S. Kitagawa, M. Kibune, S. Ogata, K. Ishida …10

From Organizing Committee

Amounts of Cryogen Consumptions : Yoshida Campus, Uji Campus and Katsura Campus………………………………………………………………………………………………18
Staﬀs contributing to Cryogen Supply and Responsible Persons for He Gas

Recovery Stations………………………………………………………………………………………………20
Concurrent Staﬀs of the LTM ……………………………………………………………21
Member of the Committee …………………………………………………………………22

Call for Manuscript ………………………………………………………………………23
Editor’s Note …………………………………………………………………………………24

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研究ノート

電子顕微鏡による原子，元素，状態，軌道の可視化
Visualization of Atom, Element, Electronic State and Orbital Using
Electron Microscopy
治田充貴
京都大学化学研究所
Mitsutaka Haruta
Institute for Chemical Research, Kyoto University
Local analysis by microscope is essential for understanding material properties and for the developmentof material science. In particular, the state-of-the-art scanning transmission electron microscopy (STEM) has
achieved sub-picometer spatial resolution to allow observation of individual atoms in a crystal. And electronenergy-loss spectroscopy (EELS) combined with STEM can visualize not only elements but also electronic
states with atomic resolution. In addition, recent developments of our technique demonstrate the visualization ofelectron orbitals. The STEM-EELS method is evidently means of investigating the local structures.

1. はじめに
現在の最先端電子顕微鏡の空間分解能は，原子の化学結合距離以下の sub-Å に達し，結晶中の個々の原子配列を直接可視化することができる．さらに，様々な結像法を組み合わせることで，歪，電場，磁場，元素，電子状態さらに電子軌道といった新たな情報を高い空間分解能で直接可視化できる．
そのため，電子顕微鏡技術は材料科学において必要不可欠な分析ツールとなっている．本稿では，
電子顕微鏡法の一種である走査型透過電子顕微鏡 STEM（Scanning Transmission Electron Microscopy）と電子エネルギー損失分光法 EELS（Electron Energy-Loss Spectroscopy）の組み合わせた STEM-EELS
法による，原子，元素，状態，軌道の可視化についてこれまでの研究例を紹介する．
2. 原子の可視化
電子顕微鏡で原子が初めて観察された例は 1971 年の飯島博士による透過電子顕微鏡 TEM（Transmission Electron Microscopy）を用いた報告であり [1]，その後の装置や手法の進展により，現在では原子を観察できることが当たり前の時代になっている．特に，
現在では高分解能像研究の多くは TEM から STEM を用いた分析へとシフトしている．ここではまず初めに STEM 法について説明する．図 1 に STEM-EELS 法の模式図を示す．STEM 法では集束レンズにより電子線を原子一個程度に細く絞り，試料上を走査させる．この時，試料下面に検出器を設置し，各電子プローブ位
置における散乱強度を二次元画像化したものが STEM 像である．

図 1 STEM-EELS 法

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特に，高角度（High-Angle）散乱電子（主に熱散漫散乱電子）を円
環 状（Annular）検出 器で 検出する場 合を，HAADF（High-Angle
Annular Dark-Field）像と呼び，像コントラストが原子番号 Z の約
2 乗に比例した原子直視型の暗視野（Dark-Field）像を得ることができる．この結像法による空間分解能は既にボーア半径以下の40.5 pm にまで達している [2]．また，STEM 法では試料下に設置する検出器の幾何学を変えることで，散乱角の異なる電子による結像を行うことが可能である．中でも，透過電子を円環検出器で検出する ABF（Annular Bright-Field）法 [3, 4] は，HAADF 法では難しい軽元素を可視化できる手法であり，電池材料における Li[5] や水素原子カラム [6, 7] までもが直接可視化されている．我々はこの ABF 法を用いることで金属酸化物中の酸素原子の微小変位（図 2．
（d））[8] や有機結晶中のポルフィリン環やベンゼン環の可視化（図 2．
（g））[9] などを報告している．例えば，図 2（d）はブ
ラウンミレライト型酸化物 SrFeO2.5 の ABF 像であるが，6 配位のFeO6 八面体が歪んで伸びていることに対応した像が確認できる．
2（b））ではそのような酸素の変位
一方，立方晶である SrTiO（図3が見られない．このように電子顕微鏡の空間分解能は数十 pm 程

図 2 ペロブスカイト型酸化物
SrTiO3 の（a）HAADF 像，（b）
ABF 像．ブラウンミレライト型
酸 化 物 SrFeO2.5 の（c）HAADF
像，（d）ABF 像．CuPc-Cl16 の（e）
分 子 構 造 モ デ ル，（f）ADF 像（g）ABF 像度であるが，原子変位としては約 5 pm 程度の精度で原子位置を決定することが可能となっている [10]．
3. 元素の可視化
電子顕微鏡で“見える”ものは原子位置だけではない．試料に電子線を照射すると，入射電子と試料内電子とのクーロン相互作用により，電子励起を伴う非弾性散乱が生じる．この元素・電子構造の情報を含む非弾性散乱電子は低角散乱であり，円環検出器の内側をすり抜ける．そこで図 1のように試料下面に分光器を設置し，分光器内で一様磁場をかけることで電子をエネルギー毎に分散し EELS スペクトルを得ることができる．そのため，STEMEELS 法では HAADF 像信号と EELS 信号を同時に取得することができることが最大のメリットと言える．また，画素点毎に
HAADF 信号と EELS スペクトルを取得し三次元データキューブを作成する手法を spectrum imaging（SI）法という．SI 法では各エネルギーチャンネルの空間マップを作ることで元素マップを得ることができる．また，電子顕微鏡における元素マップのもう一つの手法としてエネルギー分散型 X 線分光法 EDS（Energy
Dispersive X-ray Spectroscopy）がある．EDS は等方的に出射す
る特性 X 線を検出する特性上，検出効率が EELS に比べて低い．
しかし，比較的厚い試料に対しても上手く元素分析することができることや測定の簡便さから，元素分析は多くの場合 EDSで行われることが多い．一方で，EDS は B 以下の元素を検出することができないが EELS では水素やヘリウム元素の検出が可能

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図 3（a）Ca2FeMnO6 の HAADF
像．
（b）Mn と（c）Fe の元素マッピング（d）EELS スペクトル．

となる [11]．また，どちらの手法においても空間分解能は原子分解能が達成されている [12, 13]．
図 3（a-c）に層状ダブルペロブスカイト構造の Ca2FeMnO6 の HAADF 像と原子分解能元素マッピン
グを示す [14]．通常 X 線回折で構造を決定する際，Mn と Fe は原子番号が一つしか違わないため，
原子散乱因子にほとんど違いが無く，これらを区別することが難しい．一方，EELS では図 3（d）のよ
うに MnとFe の L2,3-edge の遷移エネルギーが離れていることから原子分解能で元素分析が可能となる．
ここで注意しなければいけないことは，EELS の空間分解能は電子顕微鏡像の空間分解能と等しくない点である．これは HAADF 像が電子－原子核による散乱であるのに対し，EELS は電子－電子間のクーロン散乱であるためである．これを非弾性散乱の非局在性と呼ぶ．ここで非局在性因子の半値全幅 d 50 は以下の式で書き表される [15]（1）λは入射電子の波長，θE は非弾性散乱の特性角である．図 4に非局在性因子の損失エネルギー依存性を示す．損失エネルギーが大きいほど EELS 信号が局在化している．このことは，同じ元素でも遷移エネルギーの高い内殻励起ほど空間分解能が高く，また同じ殻であれば重元素ほど空間分解能が高いことを意味している．つまり，例え sub- Å サイズの電子プローブを使用して

図 4 非弾性散乱の非局在性の損失エネルギー依存性

も非局在性により隣接元素を励起してしまい，全ての元素において原子分解能が達成されるわけではないことを意味している．そのため，図 3 の元素マップにおいても実験的には全ての画素点において（例えば Ca サイトからも）Fe と Mn の L2,3-edge 強度が検出されるが，二次元マップにすることで励起確率強度マップとして原子分解能マッピングを得ることができる．このことは原子レベルでの定量評価を複雑にしており，さらなる研究が求められている．
4. 状態の可視化
EELS の最大の特徴はスペクトルの微細構造から電子構造に関する情報を抽出できる点にある．つまり，スペクトルの微細構造の違いから電子状態の違いを 2 次元で可視化することが可能となる．過去には C のπ*-,σ*- 結合の空間分布 [16]，金属カチオンの価数の可視化 [17]，さらに金属と絶縁体という物性の違いを 2 次元可視化した例も報告されている [18]．一方，我々は金属酸化物中の酸素の K-edge に着目した電子状態マッピングを報告している [19-21]．
ここでは原子分解能混成軌道マッピングについて紹介する [19, 20]．図 5 に銅酸化物高温超伝導体の母結晶である La2CuO4 の HAADF 像と元素マップならびに O K-edge の各ピーク強度を使った酸素の状態マッピングを示す．電子状態マップでは，同じ酸素原子でも異なるコントラストが得られていることが分かる．
ここで，スペクトルの解釈について簡単に説明する．O K-edge とは内殻 1s 軌道から非占有 2p
軌道への遷移に対応し，スペクトルには終状態である非占有 2p バンドの部分状態密度 PDOS が反映される．金属酸化物内では，通常酸素は 2 価のアニオンとなるが，完全なイオン結晶モデルの場合，O2- の電子配置は 1s22s22p6 となり，この状態では非占有 2p 軌道が無い．しかし，実際の材料中では完全なイオン結合とはならず，金属－酸素間で共有結合的な混成軌道を形成すること
で酸素に非占有 2p 軌道が形成される．O K-edge ではこのようにして形成された非占有 2p 軌道に5

電子が遷移することで，スペクトルに微細構造が現れることから，それぞれのピークをカチオンとの混成軌
道の結果として帰属することができる．ここでは第一原理計算による PDOS との比較からピーク A ～ E についてそれぞれ図 5（g）～（k）に記載されたピークの帰属を行っている．
特に La2CuO4 では Cu2+O6 八面体は Jahn-Teller 効果を起こしているが，Cu-3d との混成由来のプレピー
ク A のみを用いたマッピング（図 5（g））では CuO2
面の酸素が特に明るくなり異方的なコントラストを示している．これは Jahn-Teller 効果を起こした Cu2+では結晶場分裂により 3dx2-y2 軌道にのみ非占有バンドが存在するため，planar サイトの酸素だけが O 2p2

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-Cu 3dx -y 間で混成軌道を形成しているためである．
このように酸素の電子状態マッピングでは，酸素がどのカチオンと化学結合しているのかという，結合の違いを反映したマップが得られ，Cu の 3d ホールの空間的異方性をも反映した像を得ることができる．
次に，別の 例として上 述 の La2CuO4 に Sr をド ー
プした超伝導体におけるホールの空間分布を原子分
解 能 で 可 視 化し た 例 [21] を 紹 介 す る．La2-xSrxCuO4
は ホ ー ル ド ー プ 型 超 伝 導 酸 化 物 で あ り， ド ー プ
されたホールは伝導帯の底に新たな酸素の非占有 2p 準 位 を 作 る． 特 に，EELS で は 非 占 有 バ ン
ド を 直 接 見 る こ と が で き る た め， ホ ー ル の 2 次
元 空 間 分 布 を 計 測 し た． 図 6 に La2-xSrxCuO4 に
お け る ホ ー ル マ ッ プ の 結 果 を 示 す． 図 6（a）のO K-edge を見ると Sr ドープ量に依存して伝導帯底のピークの立ち上がり近傍（約 529.5 eV）にホールに対応する新しいピークが成長していることが分かる．
また二次元マップを見ると，Tc が最も高い x = 0.15の最適ドープ量においては CuO2 面に選択的にホールが入っているのに対して，Tc が下がるオーバー
ドープ領域では Apical の酸素サイトにホールが入っていく様子が実空間で直接観察できていることがわかる．
図 5 （a）La2CuO4 の構造モデル．
（b）実験 O
K-edge．
（c）HAADF 像．
（d-f）元素マッピン
グ．
（g-k）O K-edge の各ピークを用いた混
成軌道マッピング6図 6 La2-xSrxCuO4 におけるホールの原子分解能マッピング．
（a）全領域，（b）apical，（c）planar サイトから得られた O K-edge．
（a）のみモノクロメーターを使用し測定．
（d）HAADF 像，O K-map, x = 0.15, 0.3, 0.4 におけるプレピークを用いたホールマップ．

5．電子軌道の可視化
電子顕微鏡の空間分解能が向上しても単純に原子内部が見えるわけではない．HAADF 法は上述のように入射電子と試料原子核との相互作用を利用した結像であるため，空間分解能がいくら向上したとしても，原子核の位置をより正確に求めることができるだけで，電子雲分布を見ることはできない．一方，
EELS は電子－電子間の相互作用であるため，電子軌道の空間分布に関する情報も反映されることになる．そこで，STEM-EELS 法を用いた電子軌道の可視化の可能性が理論研究を先行として議論されてきている [12-14]．例えば，上述の非弾性散乱の非局在性は始状態効果であり，同じ元素でもより空間的に局在化した深い内殻準位を励起する方が元素マップ

図 7（a）SrTiO3 と酸素の p 軌道．
（b）DFT計算による O K-edge と p-DOS 成分（c）
実験 O K-edge．

として見える原子のサイズが小さくなる．一方，遷移終状態効果として s → p 励起においては，始状態の s 軌道が等方的な電子軌道であることから，磁気量子数 m を選択することで終状態の p 軌道の空間分布を反映した像が可視化できることが理論計算によって報告されている [22, 23]．しかし，実験的に軌道マップを実現するためには，サブ pm のスキャンステップで各画素点から S/N の良いスペクトルを取得する必要があるが，試料ダメージやコンタミ，さらに装置の不安定性により実現することが難しかった．そこで，我々は高速スキャンによる多重計測により電子線ダメージを抑えつつ，高空間分解能で S/N 比の良
い良質なスペクトルを得る手法を報告し [21, 24]，電子軌道の可視化を実験的に実証した [25]．
図 7 でこの研究で用いた SrTiO3 結晶について説明する．SrTiO3 は理想的な立方晶ペロブスカイ
ト構造であり結晶学的には単位胞内の酸素は全て等価である．一方，酸素の 2p 軌道の各磁気量
子数成分（px, py, pz）は Ti 方向に広がる p 軌道と Sr-O 面内に広がる p 軌道とで異なる PDOS 成分を示す（図 7（a,b））．このことから，電子線を [001] 軸入射させた場合，Ti-O カラムの酸素と酸素

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だけのカラムでは，酸素の p 軌道成分の向きが異なりそれぞれの酸素サイトが非等価なサイトとなる．また図 7（b）に第一原理計算による O K-edge と対応する O 2p-DOS を示すが，ピーク a と b のエネルギー帯はある単一の p 軌道成分のみで構成されていることが分かる．すなわちピーク
a と b を用いたマッピングを行うことで，磁気量子数分解
したマッピングが作製できることとなり，これにより終状態の 2p 軌道の空間分布を反映した像を得ることができる．
図 8（a）（b）に第一原理計算により得られたピーク a と b のエネルギー領域の伝導帯の [001] 軸投影電荷密度マップを示す．この電荷密度マップには Ti の 3d バンドも含まれているため，Ti サイトにも強度が見られるが，酸素サイトに着目するとピーク a と b でそれぞれ 90°直交した 2p 軌道の空間分布が得られている．次に，図 8（c-h）に [001] 軸入射の実験結果を示す．O K-edge 全体を用いた元素マップ（図 8（d））は各酸素が原子分解能で見えている．一方，O
K-edge 内の各ピークによるマッピングは異なる像コント
ラストを示すが，酸素の形状は電荷密度分布で見られるような 90°直交した 2p 軌道の空間分布が得られていない．
これは [001] 軸入射の場合，酸素同士の距離（約 1.95 Å）
が近すぎるために，マップから軌道の形状を議論することが難しいためである．一方で，ピークによりコントラ

図 8 [001] 投影におけるピーク（a）aと（b）b のエネルギー領域における電荷密度マップ．
（c）HAADF 像．
（d）酸素マップ．O K-edge 内のピーク（e）a,（f）b,（g）d,（h）eを用いた軌道マップ．
[110] 投影におけるピーク（i）a と（j）bのエネルギー領域における電荷密度マップ．
（k）HAADF 像．
（l）酸素マップ．O K-edge 内のピーク（m）a,（n）b,（o）d,（p）e を用いた軌道マップ．
（d）,（f）における右上の挿絵は計算像．
（e）－（h）ならびに（m）－（p）における左上の挿絵は多変量解析 PCA によるノイズ除去像．

ストに違いが見られる要因はスペクトルの偏光特性から説明することができる．EELS では XAS 同様偏光分光を行うことが可能であるが，STEM-EELS
法では電子線の入射ベクトルに対して垂直方向に広がる電子軌道が主に励起される特性を有す
る．このことから，例えばピーク a マップでは Ti-O カラム上で図 7（a）に青色で示される xy 面
内に広がる二つの p 軌道成分が主に励起されるのに対して，O カラム上では xy 面内に広がる青色で示される p 軌道成分が励起されるが，赤色の p 軌道成分は状態密度が無いため励起されない．
結果としてピーク a マップでは Ti-O 上の強度が O カラムよりも明るい．
一方，図 8（i）（- p）に [110] 軸入射の場合の結果を示す．個々の酸素カラムは十分離れている（約2.76 Å）ため，酸素元素マップは独立した酸素として円状に可視化されている（図 8（l））．そのため，[110] 軸入射においては，ピーク a，b のマップは図 8（m, n）のように p 軌道成分の異方性を反映して酸素が楕円体状に観察され，電子軌道マップを実証することができた．
5．まとめ
上述のように STEM-EELS 法は原子・元素・状態・軌道が可視化できる手法であり，材料科
学において非常に強力な分析ツールであると言える．今後ハードとソフトのさらなる進化によって，より定量的で詳細なデータが得られていくものと期待される．また，近年は電子顕微鏡の共用化が進められたことで，誰でも最先端電子顕微鏡を利用できる時代になっており，今後益々の応用例が期待される．

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6. 謝辞本発表で紹介する研究内容は，NIMS の木本浩司博士，長井拓郎博士，倉嶋敬次氏，名古屋大学の長尾全寛博士，有限会社 HREM の石塚和夫博士，石塚顕在氏，京都大学の倉田博基博士，
島川祐一博士，保坂祥輝博士，根本隆博士，藤吉好史氏，岩清水千咲氏のご協力のもとなされた研究である．
参 考 文 献[1] S. Iijima, J. Appl. Phys., 42, 5891 (1971).
[2] S. Morishita et al., Micros. Microanal., 24, 120 (2018).
[3] S. D. Findlay et al., Appl. Phys. Lett., 95, 191913 (2009).
[4] E. Okunishi et al., Micros. Microanal., 15, 164 (2009).
[5] Y. Oshima et al., Microscopy, 59, 457 (2010).
[6] R. Ishikawa et al., Nature Mater, 10, 278 (2011).
[7] S. D. Findlay et al., Appl. Phys. Express, 3, 116603 (2010).
[8] M. Haruta et al., J. Appl. Phys., 110, 033708 (2011).
[9] M. Haruta, and H. Kurata, Sci. Rep., 2, 252 (2012).
[10] R. Aso et al., Sci. Rep., 3, 2214 (2013).
[11] K. Ono et al., J. Appl. Phys, 126, 135104 (2019).
[12] K. Kimoto et al., Nature, 450, 702 (2007).
[13] A. J. D’Alfonso et al., Phys. Rev. B, 81, 100101 (2010).
[14] Y. Hosaka et al., Bull. .Chem. Soc. Jpn, 88, 657 (2015).
[15] R. F. Egerton, Electron Energy-Loss Spectroscopy in the Electoron Microscope, 3rd ed. Plenum Press,(2011).
[16] D. A. Muller et al., Nature, 366, 725 (1993).
[17] H. Tan et al., Phys. Rev. Lett., 107, 107602 (2011).
[18] B. Mundet, et al., Nano Lett., 21, 2436 (2021).
[19] M. Haruta, et al., Appl. Phys. Lett., 100, 163107 (2012).
[20] M. Haruta, et al., J. Appl. Phys., 114, 083712 (2013).
[21] M. Haruta, et al., Phys. Rev. B, 97, 205139 (2018).
[22] M. P. Oxley et al., Micros. Microanal., 20, 784 (2014).
[23] L. Pardini et al., Phys. Rev. Lett., 117, 036801 (2016).
[24] M. Haruta et al., Ultramicroscopy, 207, 112827 (2019).
[25] C. Iwashimizu et al., Appl. Phys. Lett., 119, 232902 (2021).
著者略歴

治田充貴（Mitsutaka Haruta）
2004 年 3 月

大阪大学基礎工学部卒業．

2006 年 3 月

京都大学理学研究科

修士課程

2010 年 3 月

京都大学理学研究科

博士後期課程2010 年 4 月

京都大学工学研究科

産官学連携研究員

2011 年 4 月

日本学術振興会 特別研究員（PD）物質・材料研究機構

2013 年 4 月

京都大学

化学研究所

助教

2019 年12月

京都大学

化学研究所

准教授

修了．
修了．

9

局所反転対称性の破れた超伝導体 CeRh2As2 における超伝導相内で現れる反強磁性秩序
Antiferromagnetism inside the superconducting phasein locally inversion breaking CeRh2As2
北川俊作，木舩茉悠，尾方司貴，石田憲二
京都大学大学院理学研究科
S. Kitagawa, M. Kibune, S. Ogata, K. Ishida
Department of Physics Kyoto University
Spatial inversion symmetry in crystal structures is closely related to the superconducting (SC) and magnetic
properties of materials. Various interesting phenomena caused by the breaking of the local inversion symmetry
have been theoretically proposed. However, the experimental validation has not yet progressed owing to thelack of model materials. Quite recently, in CeRh2As2 (SC transition temperature TSC ~ 0.37 K), wherein the local
inversion symmetry is broken at the Ce sites, an SC–SC phase transition at approximately 4 T was reported
for H || c, which can be interpreted as a phase transition inside the SC phase from a low-ﬁeld even-parity to ahigh-ﬁeld odd-parity state. Such a phase transition is only expected in systems with locally broken inversion
symmetry. Here we present evidence for antiferromagnetic (AFM) order inside the SC phase in CeRh2As2. The
evidence is based on the observation of site-dependent linewidth broadening of the nuclear quadrupole resonancespectrum at two crystallographically inequivalent As sites. The onset temperature of antiferromagnetism TN
within an SC phase, with TN < TSC, is quite unusual in systems wherein superconductivity coexists or competes
with magnetism. In addition, this AFM ordering breaks the inversion symmetry of this system, resulting in theactivation of an odd-parity magnetic multipole. Our observations show that CeRh2As2 is a promising system tostudy how the absence of local inversion symmetry induces or inﬂuences unconventional magnetic and SC states,
as well as their interaction.

1. 結晶の空間反転対称性と物性
超伝導対称性と空間反転対称性には密接な関係があります．多くの超伝導体では，結晶全体の空間反転対称性が保たれているため，超伝導対称性は偶パリティ‐スピン一重項状態（合成ス
ピン S = 0）または奇パリティ‐スピン三重項状態（S = 1）のどちらかに分類できます．しかし，結晶に空間反転対称性がない超伝導体では，そのようなパリティによる分類は意味をなさなくな
ります．その代わりに，空間反転対称性のない超伝導体では偶パリティと奇パリティが混ざった超伝導状態が実現します [1]．パリティが混ざった超伝導状態では，スピン軌道相互作用によりスピン三重項成分が誘起されることでスピン一重項状態にのみ働くゼーマン相互作用によるパウリ対破壊効果が効かなくなり，上部臨界磁場 Hc2 が非常に大きくなることや，特異な磁気電気効果の出現など新奇現象が理論的に期待されています [2,3]．実際，空間反転対称性の破れた重い電子系超伝導体 CePt3Si や CeMSi3（M = Rh または Ir）では c 軸方向の磁場に対して非常に大きな Hc2 が観測されています [4-6]．これらの超伝導に加えて，最近，結晶全体の空間対称性は10保たれているものの，特定の原子位置の空間反転対称性が破れている系（例えば 2 次元面が 2 層積み重なった構造）に注目が集まっています．そのような結晶構造をもつ超伝導体では，上記の2 つの超伝導体とは対照的に，たとえスピン一重項超伝導状態の引力しか存在しなかったとしても，低磁場における偶パリティ超伝導状態と高磁場における超伝導秩序変数の位相が層ごとに異なる奇パリティ超伝導密度波（PDW）状態の 2 種類が磁場印加によって制御できることが理論的に提案されています [7]．
また磁性に関しても，局所的に空間反転対称性が破れた原子サイトの副格子間に反強磁性的に磁気モーメントが向く磁気状態が実現した場合，その磁気構造は磁気と電気の自由度が絡み合った奇パリティ多極子秩序とみなすことができることが理論的に指摘されています [8]．奇パ
リティ多極子秩序状態では，電流の反転に対して異なる応答を示す非相反伝導や新奇な磁気電気効果が期待されることから，近年，実験的にも理論的にも盛んに研究されているトピックスになっています．
さらに，超伝導と磁性の関係についても結晶の空間反転対称性の有無が重要であると考えられます．結晶全体の空間反転対称性が保たれている，多くの Ce を含む重い電子系超伝導や鉄系超伝導体では，超伝導と反強磁性が圧力などのチューニングパラメーターに対して現れる反強磁性量子臨界点近傍のごくわずかな領域でしか共存しません（図 6 右参照）[9,10]．加えて，ほとんどの場合は，反強磁性転移温度 TN が超伝導転移温度 TSC より高い場合のみ共存を示し，逆の場合，つまり超伝導相内で反強磁性転移を示すような物質はありません．一方，空間反転対称性が破れてる結晶構造をもつ超伝導体では，超伝導と反強磁性の共存領域が，反転対称性が保たれている超伝導体と比べて，広がっています [11,12]．ただし，この場合も，超伝導相内で反強磁性転移を示す報告はありません．また，局所的に空間反転対称性が破れた系に関しては超伝導と磁性の関係を調べるためのモデル物質が存在しなかったことから研究が進んでいません
でした．
ただし，空間反転対称性の欠如による新奇現象が発現するためには，結晶構造が条件を満たしているだけでなく，強いスピン軌道相互作用も必要です [3]．また，非従来型超伝導や磁性の領域を探索するためには，強い電子相関も重要になってきます．f 電子を含む重い電子系超伝導体はそれらの要請をすべて満たすことから，結晶構造と非従来型超伝導，磁性の関係を調べる
最適な舞台のひとつであると考えられています [7,11]．
2. Ce サイトの局所空間反転対称性の破れた重い電子系超伝導体 CeRh 2As2
このように，局所的に空間反転対称性が破れた超伝導体では数多くの面白い現象が理論的に提案されていましたが，モデル物質がないことから実験的には進展がありませんでした．ところが，
ごく最近，CeRh2As2 において結晶構造に由来する PDW 状態が実験的に初めて指摘され，注目を集めています [13]．CeRh2As2 は 2021 年に発見された超伝導体で TSC は 0.3 K です．電気抵抗が 40
K 付近でブロードなピークを示す振る舞いや，TSC において比熱が大きく跳ぶことから重い電子系
超伝導であると考えられています．結晶構造は CaBe2Ge2 型の正方晶（空間群 P4/nmm）[ 図 1（c）]で，結晶全体の空間反転対称性が保たれています．CeRh2As2 は結晶学的に非等価な 2 つの As お
よび Rh を持ちます．図 1 にあるように，As(1) は Rh(2) サイトが作る四面体の中心に，Rh(1) はAs(2) サイトが作る四面体の中心に位置し，Ce 層は Rh(2)-As(1)-Rh(2) 層と As(2)-Rh(1)-As(2) 層という異なる層によって挟まれています．つまり，Ce 層は局所的に空間反転対称性が破れてい11

ます．この結晶構造は典型的な重い電子系超伝導体 CeCu2Si2 と類似していますが，CeCu2Si2 の場合，Ce 層が上下とも Si-Cu-Si 層に挟まれているため，結晶全体も，Ce 層も空間反転対称性が保たれています [ 図 1（a）]．この 2 つの物質に加えて，Ce 層が空間反転対称性をもたない SiSi-M 層に挟まれ，結晶全体の空間反転対称性が破れている重い電子系超伝導体 CeMSi3 [ 図 1（b）]は，結晶構造のわずかな違いにより Ce 層や結晶構造の空間反転対称性の有無が異なるため，3つの超伝導体の結果を比較することで，空間反転対称性が非従来型超伝導や磁性に与える影響を研究することが可能になります．例えば，CeRh2As2 では c 軸方向の µ0Hc2 が 14 T と面内方向の µ0Hc2 = 2 T よりかなり大きく，単純な計算から見積もられるパウリリミット磁場 µ0HP = 1.84TSC~ 0.6 T を大きく超えています [13]．同様の c 軸方向の Hc2 の増大は CeMSi3 においても見られま
すが [14]，CeCu2Si2 では見られません．CeCu2Si2 では Hc2 は等方的でむしろパウリ効果によってHc2 の振る舞いが良く理解できます [15,16]．つまり，c 軸方向の Hc2 の増大は Ce サイトの局所的な空間反転対称性の破れが重要であると考えられます．CeRh2As2 ではさらに，大きな Hc2 に加えて c 軸方向へ 4 T の磁場をかけることで低磁場超伝導相から高磁場超伝導相への相転移が観測されています．この超伝導から超伝導への相転移は局所反転対称性の破れた系でのみ起きると理論的に予言されていた低磁場における偶パリティ超伝導状態から高磁場における奇パリティ
PDW 状態への転移と解釈されています（図 2）[17]．また，CeCu2Si2 および CeMSi3 においては

図 1 空間反転に対する結晶の変化．灰色の原子（セリウム原子）の空間反転対称性がないことがわかるように，赤色の原子から青色の原子に向かって黄色矢印をつけている．
（a）空間反転対称性がある場合（CeCu2Si2）．
（b）空間反転対称性がない場合（CeMSi3）．
（c1）局所的に空間反転対称性がない場合（CeRh2As2）．×印位置の反転に対して，結晶構造は一致するが，（c2）灰色の原子を中心に空間反転すると一致しない．

12

TN より TSC が高い場合のみ磁性と超伝導の共存が見られているため，CeRh2As2 における超伝導と磁性の共存関係を調べることは重要です．CeRh2As2 には TSC より上に超伝導以外の相転移があることも報告されています．比熱測定では超伝導での大きな跳びのほかに 0.4 K 付近に弱い異常が観測されています [13]．この比熱の異常は磁場印加によって非単調な変化を示すことから単純な磁気秩序ではないと考えられています．現在のところこの異常は電気四重極密度波転移と考えられていますが [18]，その詳細についてはまだ明らかになっていません．
3. CeRh2As2 における超伝導相内の反強磁性秩序の発見
我々はこのように興味深い物性を示す
超伝導体 CeRh2As2 の基底状態や磁気特性を調べるために核四重極共鳴（NQR）
測定実験を行いました [19]．NQR は原子核の四重極モーメントと電子との相互作用を通じて，系を乱さずに微視的に電子状態を調べることができる手法です．
今回は 75As 核（核スピン I = 3/2，核磁気回転比γ= 7.29 MHz/T，自然存在比 100%）を用いました．試料はマックスプラン
ク研究所ドレスデンの C. Geibel 氏らのグループが Bi フラックス法で合成した
純良な単結晶試料を用いました．図 3 はNQR スペクトルの温度依存性です．前述のとおり，CeRh2As2 は結晶学的に非等価な 2 つの As サイトがあるため 2 本の

図 2 CeRh2As2 の超伝導相図（赤丸）[13] と理論的に予想される超伝導状態．＋，－は超伝導波動関数の位相を示す．

NQR 信号が観測されました．第一原理計算から 10.75 MHz 付近の信号は As(2)サイト，31.1 MHz 付近の信号は As(1) サ
イトと推定されます．
高温ではシャープだった As(2) の信
号は TSC 以下の 0.25 K からブロードになります．一方，As(1) の信号は 0.15 Kまでシャープなままです．この振る舞いを明確にするために図 4 に NQR ス
ペクトルの半値全幅（FWHM）と交流磁化率 Xac の温度依存性を示します．交流 磁 化 率 は 0.37 K で 超 伝 導 転 移 に 伴う明瞭な反磁性を示します．一方，線幅の増大は As(2) サイトでのみ見られ，0.25 K 以下です．つまり，この線幅の増大は超伝導相内部に超伝導とは別の

図 3 （a）As(2) サイトと（b）As(1) サイトの NQR スペ
クトルの温度依存性13

異常が存在することを示唆しています．
一般に，NQR スペクトルの線幅の増
大は弱い内部磁場の発生または原子核位置における電場勾配の分布の増大によっておきます．電荷密度波や構造相転移によって電場勾配の分布が増大した場合，影響は結晶全体におよぶため，
As(2) サイトだけでなく，As(1) サイトの NQR スペクトルの線幅も増大することが期待されます．これは実験結果と矛盾するため，線幅の増大は内部磁場の発生に起因していると考えられます．
今，線幅の増大が As(1) サイトと As(2)図 4 NMR スペクトルの半値全幅（上）と交流磁化率（下）の温度依存性．TSC は超伝導反磁性信号のオン
セット，TN は As(2) サイトの線幅増大のオンセットから決めた．

サイトで非対称なことを考慮すると，この異常は反強磁性転移と考えられます．実際，反強磁性状態では対称性の良いサイトにおいて，それぞれの Ce 4 f 電子の磁気モーメントがつくる内部磁場がキャンセルすることがあります．
ダイポール相互作用を仮定し As(1) サイトで内部磁場がゼロになり As(2) サイトで内部磁場が発生する磁気構造を推定したところ，図 5 の 2 つが磁気構造の候補になりました．左側の磁気構造
は，面内方向は強磁性的に，面間方向は反強磁性的にモーメントが c 軸方向に揃った反強磁性状
態，右側の磁気構造は面内に磁気モーメントが向いたヘリカル磁性状態です．NQR 測定からこの2 つの磁気構造を区別することは難しいですが，我々はその後の NMR 測定によって As(2) サイトに c 軸方向の内部磁場が出ている左側の磁気構造が実現していると考えています．
この超伝導相内部の反強磁性秩序には 2 つの興味深い点があります．1 つ目は，超伝導相の中に反強磁性転移が存在している点です．前述のとおり，これまでに発見されたほとんどの反強磁性と超伝導の共存を示す物質では，TN が TSC より高い場合のみ共存を示し，TSC が TN より高

図 5 核四重極共鳴（NQR）測定の結果から推定した反強磁性相の磁気構造の候補．吹き出し内は各 As
サイト周辺の Ce サイトの磁気モーメントと As サイトでの内部磁場の向きを示す．

14

くなると反強磁性秩序は消滅します（図 5 右）．この非対称な相図は，フェルミ面上における超伝導ギャップと反強磁性ギャップの開く位置の違いから来ていると考えることができます．遍
歴反強磁性体では，磁気秩序によってギャップが開くのはネスティングベクトルでつながるフェ
ルミ面の一部のみなので，反強磁性状態においても残りの多くの伝導電子によってクーパー対を作り，超伝導状態になることが可能です．一方，超伝導状態においてはフェルミ面のほとん
どの部分に超伝導ギャップが開くので，反強磁性秩序を形成する伝導電子はほとんど存在しません．この状況を打破し，超伝導相内で反強磁性秩序状態を形成するためには，局在電子による磁性や超伝導を壊す磁場が必要であると考えられてきました [20-23]．それらの状況と異なり，
CeRh2As2 においては，磁性不純物や磁場なしに超伝導相内で反強磁性秩序が実現しています．
CeRh2As2 では，Ce2 次元層の局所的な空間反転対称性が破れることによって，層間ごとに符号が変わるラッシュバ型の強いスピン軌道相互作用が存在しているので [3,7]，このスピン軌道相
互作用によって超伝導相内の反強磁性状態が安定化している可能性が考えられます．CeRh2As2の圧力 - 温度相図は図 6 左のようになると予想できますが，我々はまだ常圧の測定しか行っていないため，今後，圧力測定によって CeRh2As2 の相図を明らかにすることは超伝導と反強磁性の関係を調べるうえで重要です．
もう一つの興味深い点は，その磁気構造です．図 4 に示す磁気構造はどちらも空間反転操作後の磁気構造が操作前の磁気構造と一致しません．つまり，反強磁性転移によって全体の空間反転対称性が破れたということを意味し，その結果，奇パリティ磁気多極子の期待値が有限になります．
特に，図 4 左の磁気構造は磁気四極子や磁気十六極子と等価になることが示されており [8]，非自明な電気磁気効果が期待できます．加えて，角田・柳瀬は奇パリティ多極子と共存する超伝導状態では外部磁場なしに空間変調するエキゾチックな超伝
導状態が実現するという理論的な提案も行っています [24]．
現 在のところ，CeRh2As2 以外
で奇パリティ多極子と超伝導が実現している例はないため，
CeRh2As2 はそれらの相関を調べるうえでも格好の舞台であると考えられます．

図 6 CeRh2As2 で期待される相図（左）と他の重い電子系超伝導体の相図．横軸は圧力や元素置換などのチューニングパラメーター．

4. まとめ結晶の対称性と物性の関係は古くから研究されてきていますが，近年，強相関電子系において，局所的な空間反転対称性の破れた系で起こる非自明な物理現象についての理論研究が盛んにおこなわれています．実験的な研究も進められていますが，超伝導に関しては実現する系の欠如のため，研究が進んでいません．しかし，ごく最近の CeRh2As2 における超伝導の発見により状況が大きく動いています．今回はゼロ磁場における超伝導と磁性について我々の研究成果を紹介しましたが，
CeRh2As2 に関してはその他にも，c 軸磁場に対する超伝導多重相や電気四極子密度波と超伝導の関係などはこれまでの超伝導にはない興味深い物性がたくさん見つかっています．さらなる研究によって，これらの物性を明らかにしていきたいです．

15

謝辞
本研究の純良な単結晶試料はマックスプランク研究所ドレスデンの Manuel Brando 氏，Elena
Hassinger 氏，Helge Rosner 氏，Christoph Geibel 氏，Seughyun Khim 氏らから提供を受けています．また，NMR 測定をおこなうにあたり金城克樹氏，真砂全宏助教，谷口貴紀助教の多大なる協力を得たことをここに感謝します．加えて，当研究室の米澤進吾准教授，前野悦輝教授とは日頃の議論から有益なコメントを頂いています．本研究は JSPS 科研費 JP15H05745，JP17K14339，
JP19K14657，JP19H04696，JP20H00130 の助成を受けたものです．すべての実験で不可欠な寒剤供給においてご尽力いただいた LTM センターの方々にこの場を借りて厚く御礼申し上げます．
参 考 文 献[1] V. M. Edelstein, Sov. Phys. JETP 68, 1244 (1989).
[2] D. F. Agterberg, Physica C 387, 13 (2003).
[3] S. Fujimoto, J. Phys. Soc. Jpn. 76, 051008 (2007).
[4] E. Bauer, G. Hilscher, H. Michor, C. Paul, E. W. Scheidt, A. Gribanov, Y. Seropegin, H. No¨el, M. Sigrist,
and P. Rogl, Phys. Rev. Lett. 92, 027003 (2004).
[5] N. Kimura, K. Ito, K. Saitoh, Y. Umeda, H. Aoki, and T. Terashima, Phys. Rev. Lett. 95, 247004 (2005).
[6] I. Sugitani, Y. Okuda, H. Shishido, T. Yamada, A. Thamizhavel, E. Yamamoto, T. D. Matsuda, Y. Haga, T.
Takeuchi, R. Settai, and Y. Onuki, J. Phys. Soc. Jpn. 75, 043703 (2006).
[7] T. Yoshida, M. Sigrist, and Y. Yanase, Phys. Rev. B 86, 134514 (2012).
[8] H. Watanabe and Y. Yanase, Phys. Rev. B 96, 064432 (2017).
[9] C. Pﬂeiderer, Rev. Mod. Phys. 81, 1551 (2009).
[10] K. Ishida, Y. Nakai, and H. Hosono, J. Phys. Soc. Jpn. 78, 062001 (2009).
[11] T. Yasuda, H. Shishido, T. Ueda, S. Hashimoto, R. Settai, T. Takeuchi, T. D Matsuda, Y. Haga, and Y. Onuki, J.
Phys. Soc. Jpn. 73, 1657 (2004).
[12] R. Settai, K. Katayama, D. Aoki, I. Sheikin, G. Knebel, J. Flouquet, and Y. Onuki, J. Phys. Soc. Jpn. 80,
094703 (2011).
[13] S. Khim, J. F. Landaeta, J. Banda, N. Bannor, M. Brando, P. M. R. Brydon, D. Hafner, R. K¨uchler, R.
Cardoso-Gil, U. Stockert, A. P. Mackenzie, D. F. Agterberg, C. Geibel, and E. Hassinger, Science 373, 1012
(2021).
[14] R. Settai, Y. Miyauchi, T. Takeuchi, F. Levy, I. Sheikin, and Y. Onuki, J. Phys. Soc. Jpn. 77, 073705 (2008).
[15] S. Kittaka, Y. Aoki, Y. Shimura, T. Sakakibara, S. Seiro, C. Geibel, F. Steglich, Y. Tsutsumi, H. Ikeda, and K.
Machida, Phys. Rev. B 94, 054514 (2016).
[16] S. Kitagawa, G. Nakamine, K. Ishida, H. S. Jeevan, C. Geibel, and F. Steglich, Phys. Rev. Lett. 121, 157004(2018).
[17] K. Nogaki, A. Daido, J. Ishizuka, and Y. Yanase, Phys. Rev. Research 3, L032071 (2021).
[18] D. Hafner, P. Khanenko, E.-O. Eljaouhari, R. K¨uchler, J. Banda, N. Bannor, T. L¨uhmann, J. F.
Landaeta, S. Mishra, I. Sheikin, E. Hassinger, S. Khim, C. Geibel, G. Zwicknagl, and M. Brando, Phys.
Rev. X 12, 011023 (2022).
[19] M. Kibune, S. Kitagawa, K. Kinjo, S. Ogata, M. Manago, T. Taniguchi, K. Ishida, M. Brando, E. Hassinger,
H. Rosner, C. Geibel, and S. Khim, Phys. Rev. Lett., 128, 057002 (2022).
[20] W. A. Fertig, D. C. Johnston, L. E. DeLong, R. W. Mc- Callum, M. B. Maple, and B. T. Matthias, Phys.
Rev. Lett. 38, 987 (1977).
[21] M. Kenzelmann, T. Strassle, C. Niedermayer, M. Sigrist, B. Padmanabhan, M. Zolliker, A. D. Bianchi, R.
Movshovich, E. D. Bauer, J. L. Sarrao, and J. D. Thompson, Science 321, 1652 (2008).
[22] S. Raymond, S. M. Ramos, D. Aoki, G. Knebel, V. P. Mineev, and G. Lapertot, J. Phys. Soc. Jpn. 83,

16

013707 (2014).
[23] G. Prando, O. Vakaliuk, S. Sanna, G. Lamura, T. Shiroka, P. Bonf`a, P. Carretta, R. DeRenzi, H. H. Klauss, C.
G. F. Blum, S. Wurmehl, C. Hess, and B. B¨uchner, Phys. Rev. B 87, 174519 (2013).
[24] S. Sumita and Y. Yanase, Phys. Rev. B 93, 224507 (2016).
著者略歴

北川 俊作（Shunsaku Kitagawa）
2008 年

京都大学理学部卒2010 年

京都大学大学院理学研究科 修士課程修了

2013 年

京都大学大学院理学研究科 博士課程 修了

2013 年 04 月－ 2014 年 03 月 日本学術振興会特別研究員（PD）
2014 年 04 月－ 2016 年 03 月 岡山大学理学部

助教

2016 年 04 月より 京都大学大学院理学研究科

助教

を経て

木舩茉悠（Mayu Kibune）
2021 年

京都大学大学院理学研究科

修士課程修了尾方司貴（Shiki Ogata）
2022 年

京都大学大学院理学研究科

修士課程 2 年

石田憲二（Kenji Ishida）
京都大学大学院理学研究科

教授

17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 3 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
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
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
5,368
648
0
80
198
0
0
71
718
490
0

11 月
5,557
1,082
0
0
359
241
0
141
336
240
0

12 月
5,139
1,024
68
82
489
0
0
100
118
0
97

1月
5,647
453
0
0
420
139
0
0
0
0
0

2月
6,227
524
0
92
397
172
108
0
197
253
0

3月
7,378
445
0
0
382
76
192
84
691
268
107

合計
35,316
4,176
68
254
2,245
628
300
396
2,060
1,251
204

683

1,919

2,432

1,906

1,239

1,001

9,180

8,256

9,875

9,549

8,565

9,209

10,62456,078液体窒素供給量
令和 3 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
国際高等教育院
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

18

単位：リットル

10 月
2,176
5,922
797
1,008
105
582
2,597
888
894
928
25
2,167
105
42
0
0
723
114
222
19,295

11 月
2,101
6,169
752
990
84
598
2,242
370
842
1,096
41
2,102
157
91
0
0
691
116
573
19,015

12 月
2,115
4,734
916
1,124
80
761
2,506
528
766
1,027
41
2,360
165
41
11
7
657
0
378
18,217

1月
2,148
3,987
709
926
76
410
2,209
288
520
810
42
1,797
144
15
0
0
760
104
181
15,126

2月
1,778
3,882
752
1,047
97
537
1,793
457
183
785
14
2,244
156
0
9
0
391
0
203
14,3283月
合計
1,878 12,196
4,358 29,052
747
4,673
853
5,948
88
530
483
3,371
1,961 13,308
347
2,878
190
3,395
928
5,574
14
177
2,086 12,756
199
926
0
189
0
20
0
7
684
3,906
0
334
163
1,720
14,979 100,960

宇治キャンパス
液体ヘリウム供給量
令和 3 年度

単位：リットル

10 月
1,374
240
62
0
0
0
0
125
1,801

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
1,454
313
144
0
0
0
0
70
1,981

12 月
1,678
377
0
0
0
0
0
137
2,192

1月
1,114
140
0
0
0
0
0
71
1,325

2月
1,679
160
0
0
0
0
0
143
1,982

3月
1,214
281
221
0
0
0
0
43
1,759

12 月
2,096
2,007
521
367
0
0
330
0
13
5,334

1月
1,976
1,599
495
178
6
0
93
0
12
4,359

2月
2,080
1,741
270
371
0
0
204
0
28
4,694

3月
1,978
1,706
285
306
0
0
437
0
41
4,753

12 月
471
607
500
129
32
104
1,843

1月
293
475
340
92
27
103
1,330

2月
538
553
402
81
53
71
1,698

3月
659
362
453
105
30
112
1,721

12 月

1月

2月

3月

合計
8,513
1,511
427
0
0
0
0
589
11,040液体窒素供給量
令和 3 年度

単位：リットル

10 月
2,555
1,328
211
169
0
0
278
0
11
4,552

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
2,271
1,400
297
209
0
0
364
0
28
4,569

合計
12,956
9,781
2,079
1,600
6
0
1,706
0
133
28,261

桂キャンパス
液体ヘリウム供給量
令和 3 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
455
537
415
192
33
94
1,726

11 月
528
594
433
96
42
66
1,759

合計
2,944
3,128
2,543
695
217
550
10,077

液体窒素供給量
令和 3 年度
液体窒素供給量
工学研究科・社会基盤工学
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・マイクロエンジニアリング専攻
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
地球環境学堂合計

単位：リットル

10 月

0
52
21
18
2,756
14,346
1,369
874
622
320
1,522
255
585
22,740

11 月

0
49
41
80
670
11,736
1,410
966
493
216
1,574
362
468
18,065

5
32
62
54
1,681
14,870
1,410
917
1,045
231
1,768
411
554
23,040

7
39
43
51
561
14,411
1,229
961
1,037
336
1,553
379
590
21,197

0
23
35
51
1,227
13,601
1,556
790
606
199
1,418
190
433
20,129

合計
0
12
16
211
18
220
53
307
388
7,283
14,617 83,581
1,159
8,133
842
5,350
444
4,247
162
1,464
1,134
8,969
114
1,711
265
2,895
19,212 124,383

19寒剤供給関係業務 担当者
キャンパス

吉

田

宇

施

設

設

置

場

所

話)

化学専攻事務室(3965)

極低温物性化学実験室

玉野 健一(宇治 17-4551)、市川 能也(宇治 17-4550)

A クラスター・液体窒素 CE

西崎 修司(桂 14-7407, 15-2136)
多田 康平(桂 14-2881, 15-2136)、掛谷 一弘(桂 15-2265)
中村 武恒(桂 14-7353)、高津 浩(桂 15-2513）

B クラスター・極低温施設

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 （２０２２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

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

稼働休止中

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

15 大学院薬学研究科

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

16 大学院医学研究科

ＭＥＧ検査室

中央診療棟
地下１階ＭＥＧ室

松橋 眞生

てんかん・運動異常
生理学講座(病)4346

13 大学院医学研究科
14

20

(電

北部構内・理学部６号館 CE

C クラスター・液体窒素 CE

２者

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

治

部

当

北部構内・極低温寒剤
供給施設

桂

№

担

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 4055

環境安全保健機構 低温物質管理部門 併任教員名簿
令和 4 年 4 月 1 日

吉

氏

名

村

一

佐々木
孝

職

部屋番号

良

教

授

豊

教

授

仁

教

授

明

准教授

寺

嶋

松

原

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 9521
総合研究 5 号館 407
terashim@scl.kyoto-u.ac.jp
TEL 3787
総合研究 5 号館 311
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

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

委員名
佐々木
孝

所

属

ＴＥＬ

絡

先

豊

理学／ LTM

１号委員

3755

sasaki@scphys.kyoto-u.ac.jp

仁

理学／ LTM

２号委員

9521

terashim@scl.kyoto-u.ac.jp

明理学／ LTM

２号委員

3787

akira@scphys.kyoto-u.ac.jp

寺

嶋

松

原

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

２号委員

3989

kyhv@kuchem.kyoto-u.ac.jp

松

田

祐

司

理学

３号委員

3790

matsuda@scphys.kyoto-u.ac.jp

石

田

憲

二

理学

３号委員

3752

kishida@scphys.kyoto-u.ac.jp

奥

山

弘

理学

３号委員

3977

hokuyama@kuchem.kyoto-u.ac.jp

植

田

浩

明

理学

３号委員

3991

weda@kuchem.kyoto-u.ac.jp

杤

尾

豪

人

理学

３号委員

4215

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

渡

邊

一

也

理学

３号委員

4047

kw@kuchem.kyoto-u.ac.jp

武

田

和

行

理学

３号委員

4011

takezo@kuchem.kyoto-u.ac.jp

松

橋

眞

生

医学

３号委員

19-4346

matuhasi@kuhp.kyoto-u.ac.jp

白

石

誠

司

工学

３号委員

15-2272

mshiraishi@kuee.kyoto-u.ac.jp

陰

山

洋

工学

３号委員

15-2506

kage@scl.kyoto-u.ac.jp

中

村

裕

之

工学

３号委員

5440

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

掛

谷

一

弘

工学

３号委員

15-2265

kakeya@kuee.kyoto-u.ac.jp

谷

口

幸

雄

農学

３号委員

6331

tyukio@kais.kyoto-u.ac.jp

藤

原

直

樹

人環

３号委員

6786

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

土

井

俊

哉

エネ科

３号委員

4725

doi@energy.kyoto-u.ac.jp

小

野

輝

男

化研

３号委員

17-3103

ono@scl.kyoto-u.ac.jp

島

川

祐

一

化研

３号委員

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

新

保

昌

人

施設部長

2301

shimbo.masato.3v@kyoto-u.ac.jp

４号委員

令和 4 年 4 月 1 日～令和 5 年 3 月 31 日

22

連

23

編集後記
本号よりマイナーチェンジをいたしましたが，お気づきになられましたでしょうか．大学本部の方針により，これまで使用して来ました〇〇センターの名称が廃止され，研究支援業務を前面に押し出した低温物質管理部門の名称ですべての業務を遂行していくこととなりました．2016 年に低温物質科学研究センターを改組して以来 6 年目の小改革ではありますが，従来通り，狭義の寒剤供給にとどまらず，共同利用や寒剤利用者コミュニティの育成など，全学の寒剤利用研究者のハブとしての役割を果たし続ける所存です．また，初心を忘れることなく活動を活発化させるため，本誌の誌名を“低温物質科学”と改名いたしました．世界有数の潤沢かつ安定した寒剤利用環境を誇る本学のさらなる発展を支えんとする祈念のしるしとさせていただきます．
Y. S.

京都大学低温物質科学 ( LTM 誌 )Low Temperature and Materials Sciences(Kyoto University)
第40号 2022年6月 Volume 40, June 2022
編集委員会：寺嶋 孝仁（編集委員長），吉村 一良，
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 低温物質管理部門
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