トピックス
磁場中共鳴非弾性軟 X 線散乱によるハーフメタル型
ホイスラー合金のスピン偏極電子構造研究藤原秀紀
大阪大学基礎工学研究科〒5608531 豊中市待兼山町 13

梅津理恵
東北大学金属材料研究所

宮脇〒9808577 仙台市青葉区片平 211

淳

量子科学技術研究開発機構〒9808579 仙台市青葉区荒巻字青葉 6611901

原田慈久
東京大学物性研究所

菅〒2778581 千葉県柏市柏の葉 515

滋正

大阪大学産業科学研究所

要 旨〒5670047 茨木市美穂ヶ丘 81

スピントロニクス材料のスピン偏極電子構造を解明する方法として，外部磁場摂動下における共鳴非弾性軟 X 線散乱（RIXS）の磁気円偏光二色性（MCD）を用いた分光手法を確立したので紹介する。ハーフメタル性が予言されているフルホイスラー合金である強磁性体 Co2MnSi ，およびフェリ磁性体 Mn2VAl 純良単結晶に対する RIXS 
MCD から，両物質のハーフメタル型電子構造を実証することに成功した。 RIXS MCD は有効磁場によってZeeman 分裂した 2p 内殻軌道のスピン偏極を利用した photonin/photonout の実験手法であるため，ハーフメタ

ル物質に限らず様々なスピントロニクス材料に対して適用できることから，今後幅広い利用が期待できる。

Co2MnSi 等の L21 型ホイスラー合金 X2YZ （ X, Y ＝遷移

1. はじめに金属， Z ＝典型元素）が代表的な物質として知られてい従来の電荷を利用した半導体エレクトロニクスに代わるる1,2) 。ところが，ホイスラー合金の磁気特性や電子構造

次世代省エネルギーデバイス開発の有力な候補として，電が結晶の化学量論的不安定性や，長距離規則度に依存する

荷に加えて電子スピンの自由度を利用するスピントロニク

ことが知られているため3,4) ，ハーフメタル型電子構造のスが注目されており，磁気メモリー素子等への応用に向け検証も含め本質的な電子構造の詳細を議論するためには，て精力的な研究開発が進行中である。スピントロニクス材

組成比や長距離規則度が良く制御された純良単結晶試料で料の性能は電気伝導を担うフェルミ準位（ EF ）におけるの測定が必要不可欠である。ホイスラー合金のバルク単結

スピン偏極度 P（最大値 1）により評価される。このスピ晶試料は軟磁性体であることが多く，スピン偏極電子構造

ン偏極度は電子の上向きスピンと下向きスピンの状態密度の解明には外部磁場中において試料の磁区を揃えた上で，（ D↑ 及び D↓）により， P ＝( D↑－ D↓)/( D↑＋ D↓）と定義される。例えば，磁気抵抗素子の性能を示すトンネル磁気抵
抗（TMR）比は，ブロック層を挟む二つの磁性層のスピ
ン偏極度 P1 と P2 により TMR 比＝ 2P1P2 /( 1 － P1P2 ）で与えられることから，二つの層のスピン偏極度の積 P1P2
が 1 に近いほど，高い性能を発揮する。このため，特にスピン偏極度 1 の物質をハーフメタルと呼び，理想的なスピントロニクス材料として世界的に注目を集めている。
ハーフメタル型電子構造は上向き（または下向き）スピンの電子のみが EF に状態を持ち，もう一方のスピンは半導体的なバンドギャップを持つ（Fig. 1）。候補となる物質
は第 一原理 計算 から幾 つか 予測さ れてお り， 強磁 性体

Fig. 1(Color online) Schematic picture of the electronic structures of halfmetallic materials

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(C) 2022 The Japanese Society for Synchrotron Radiation Research

トピックス ■ 磁場中共鳴非弾性軟 X 線散乱によるハーフメタル型ホイスラー合金のスピン偏極電子構造研究

スピンを分解して電子構造を計測する必要がある。
一般的にスピン偏極電子構造を調べる有力な方法としてスピン分解光電子分光（ spin PES ）が知られているが，試料を単磁区化するために外部磁場印加中で測定する必要がある場合は，実験が困難である。この問題は光電効果によって試料の外に励起された光電子の軌道がローレンツ力で曲げられてしまうことに起因し，特に spin-PES 測定で用いられる真空紫外領域の低エネルギー励起光電子分光（数 eV～数10 eV）では影響が大きい。このため，ハーフ
メタル型ホイスラー合金の spin-PES は，これまで残留磁化により単磁区化できる薄膜試料等に限定されてきた5)。
以上の技術的課題を克服する分光技術として，著者らは共鳴非弾性軟 X 線散乱（RIXS）に着目し，外部磁場中における RIXS スペクトルの磁気円二色性（ MCD ）からス
ピ ン 偏 極 電 子 構 造 を 観 測 す る 手 法 を 確 立 し た 。 RIXS 
MCD では簡便な測定からスピン偏極キャリア密度やバンドギャップの大きさをスピンに分解して評価することが可能である。将来的にはスピントロニクス材料研究における一般的な電子構造探索手法になると考えられるため，本稿で紹介する。
Fig. 2

2. RIXSMCD によるスピン偏極電子構造
観察(Color online) Optical process of RIXSMCD on the halfmetallic ferromagnet. The relative photon energy is deˆned
as hn1＝hnin－E2p0, where E2p0 is the energy diŠerence
between the EF and 2p3/2 mj＝－3/2 states.

RIXS は，内殻吸収端の励起光エネルギーの X 線を試料に照射し，散乱される光を検出する photonin/photon
out の分光手法であり，内殻吸収を利用した高エネルギー

移金属磁性元素の 3d 電子による有効磁場により遷移金属の共鳴ラマン散乱である。このため，測定中に外部磁場や元素の 2p 内殻準位が Zeeman 分裂する。特に 2pj＝3/2 状態

電場を自在に印加することが可能である。RIXS の光学過に 注 目 す る と ， 磁 気 量 子 数 mj ＝ － 3 / 2, － 1 / 2, ＋ 1 / 2,程は内殻準位から非占有状態への励起と，生成された内殻＋ 3 / 2 により指定される 4 つのエネルギー準位のうち，ホールへの価電子帯の電子の脱励起（decay）の 2 段階か

2p3/2 mj ＝－ 3 / 2, ＋ 3 / 2 状態がそれぞれ下向きスピン，上らなり68)，KramersHeisenberg の式，

向きスピン成分のみから成るため，これらのスピン偏極
ホールを利用することで価電子帯 3d 電子状態のスピン偏|〈b|FÂ (2m2)|i〉〈i|FÂ (1m1)|a〉2極電子構造を測定することができる（ Fig. 2 ）。例えば，

Ei－Ea－hnin－iGi

2p3/2 mj ＝－ 3 / 2 始状態の電子を励起する場合，下向きス

s(nin, nout)∝∑∑bi|×d[(hnin－hnout)－(Eb－Ea)](1 )ピン 状態 にス ピン偏 極し た内殻 ホール が生 成され る。
RIXS の光学過程はスピン成分を変えない電気双極子遷移で記述される。ここで a, i, b はそれぞれ始状態，中間状が主であるため，このスピン偏極した内殻ホールには下向態，終状態を示し，それぞれのエネルギーを Ea, Ei, Eb ，きスピン成分の価電子帯 3d 電子のみが脱励起することがさらに中間状態の内殻ホールの寿命を Gi と表記している。

可能である。このため，RIXSMCD スペクトルから下向FÂ 1, FÂ 2 は始状態から中間状態，及び中間状態から終状態へ

きスピン状態の価電子帯電子構造を元素選択的に捉えるこの左右円偏光（ m1, m2）に対する電気双極子遷移の演算子とが でき る。 同様に 入射 光の励 起エネ ルギ ーを選 び，を表す。始状態から中間状態への励起過程は X 線吸収分

2p3/2 mj ＝＋ 3 / 2 の電子を励起することにより，上向きス

光と全く同じ光学過程であるため， X 線吸収分光で用いピン成分の電子構造を捉えることが可能となる。特に，電られる多彩な分光技術が応用できる。

子構造が第一原理計算でよく説明できるような比較的電子

磁性体の電子構造をスピン成分に分解して測定するため相関の影響が小さい物質の場合には，(1)式の遷移行列要には， X 線吸収分光の磁気円二色性（ XAS MCD ）を応

素の積を遷移確率で重み付けした占有側，非占有側の部分用し外部磁場中の磁性体試料に対する RIXSMCD を測定

状態密度（ D occ, D unocc ）の積として近似することができする。外部磁場により試料の磁区を揃えることにより，遷る9) 。このため， 3 節で詳述するように， RIXS スペクト

放射光 Mar. 2022 Vol.35 No.2 ●79

定を行った。
Fig. 4 に外部磁場中で測定した Co2MnSi に対する RIXS

スペ クト ルの 円偏光 依存 性を示 す。励 起エ ネルギ ーを
Co ，及び Mn の 2p3/2 吸収端に選ぶことで（ Fig. 4( a )および(b)），元素選択的に電子構造を観測することが可能である。特に低励起エネルギー領域の Co 2p3/2 RIXS スペクト
ルは，一定の損失エネルギー（約1.5 eV）でピーク構造が現れ（ Fig. 4 ( c )），非占有状態側の Co 3d 電子状態が吸収ピークより下で比較的局在的な性質を持つことを示唆してFig. 3(Color online) Geometry of the RIXS experiments in an external magnetic ˆeld.

いる。一方で，Mn 吸収端の RIXS スペクトルは，励起エネルギーの増加に伴い高損失エネルギー側にピークが線形にシフトする傾向が見られる（ Fig. 4 ( d )）。この結果は価ルは下記の式に示す通り部分状態密度を反映する10,11)。

電子帯の情報を主に反映した蛍光成分が支配的であることを示しており，非占有状態側の Mn 3d 電子構造が吸収ピーク近傍で比較的遍歴的であることを示している。さらfs m1, m2(n1, nout)∝∑∑de[－1に最も重要な特徴として，両吸収端に共通して RIXS スペ

jmj ms, ms′(e[－1)D unoccw(jmm2m) ′w(jmmj1m) s D occ(m′＋m2)m′(m＋m1)ms(hn1＋EF)s× j s(e[－1－E2pjmj－hnout)2＋G 2i(2)

クトルに明瞭な円偏光依存性が観測されている。特に Coの1.5 eV（Mn の 2 eV）付近のピーク構造に着目すると，Co と Mn の両方で磁場と円偏光の光スピンが反平行とな

磁場中においては，2p 内殻の Zeeman 分裂が mj で指定さる配置（ m－）の RIXS スペクトル強度が平行配置（ m＋）れる 2p 内殻のエネルギー位置（ E2pjm ）に反映される。特の RIXS スペクトル強度よりも大きくなる傾向にあり，全に価電子帯のスピン軌道相互作用は無視できるほど小さい

電子収量法で得られた XASMCD スペクトル（ Fig. 4(a),と仮定できる場合，RIXSMCD スペクトルによりスピン(b)）の負の MCD とよく対応している。

j

分解部分状態密度（PDOS）を直接反映した電子構造を観測することができる。

Co および Mn 2p3/2 吸収端における磁場中 RIXS の円偏光依存性の詳細を調べるため，励起エネルギーと損失エネ

実験では， Fig. 3 に示すように試料に外部磁場を印加しルギーに対する円偏光平均 RIXS スペクトル（Fig. 5(a, b)）

た状態で左右円偏光軟 X 線を入射し， RIXS スペクトルと差分スペクトル（Fig. 5(c, d)）の 2 次元強度プロットをを測定する。磁場中 RIXS の測定に必要な磁場印加機構は示す。Co および Mn 2p3/2 RIXS の円偏光平均スペクトル

東京大学物性研究所と共同で開発し，SPring8 BL07LSU

は，共に吸収端より上で励起エネルギーに対して線形にシの高分解能軟 X 線発光分光器に設置した1215) 。磁場印加

フトする蛍光成分が支配的であることを示し，さらに蛍光用の磁気回路は，1 対のネオジウム永久磁石を対向して設

成分の立ち上がりが弾性散乱ピークから離れたギャップ構

置し，試料に 0.25 T の外部磁場を印加することが可能で造を示す。このギャップ構造の大きさは Co で約1.0 eV，ある。磁石の中央には入射 X 線を試料に照射するためのMn では約1.5 eV と元素ごとに異なり，Co 及び Mn 3d の穴が開けられており，入射 X 線の向きが外部磁場に平行

PDOS が大きく異なることを示している。また， Co, Mnとなる配置で MCD を効率良く測定することができる。ま2p3/2 RIXS スペクトル共に明瞭な MCD が観測され， 3d

た，磁石は回転導入器の上に取り付けられているため，磁電子構造が強くスピン偏極していることを示唆している。

場反転が可能である。これにより，磁場に追随する本質的Co 2p 吸収端では低励起エネルギー側で 1.5 eV 付近に dd

な磁気電子状態を測定することが可能となっている。

励起1が観測され， 779 eV 近傍から蛍光成分が主体となる（ Fig. 5 ( c )）。励起エネルギーの増加に対し，まず負の3. L21 型ホイスラー合金の RIXSMCDMCD が現れ弾性散乱ピークに対して明瞭なギャップ構造を示し，さらに高励起エネルギー側に 1 eV 程度遅れて正磁場中 RIXS の測定例として L21 型フルホイスラー合の MCD が観測された。この正の MCD は負の MCD のギ

金の強磁性体 Co2MnSi ，およびフェリ磁性体 Mn2VAl にャップの中に現れるという特徴を有する（Fig. 5(c)図中のついての実験結果を紹介する。両物質とも第一原理計算に矢印）。同様に Mn 吸収端の RIXS MCD においても，まよりハーフメタル型電子構造が予言され16,17)，その電子構ず負の MCD が弾性散乱ピークから離れて観測され，遅れ造，磁性の詳細を解明するべく主に光電子分光（PES）やて正の MCD が現れる（ Fig. 5 ( d )）。この励起エネルギー

XAS MCD を用いた研究が報告されている1824) 。我々は
Co2MnSi 及び Mn2VAl 純良単結晶試料のバルクの本質的なスピン偏極電子構造を解明するために，RIXSMCD 測

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1 dd 励起 は占有 d 軌道から非占有 d 軌道への電子励起であり，
RIXS スペクトルでは一定の損失エネルギーを持つ励起構造として観測される。

トピックス ■ 磁場中共鳴非弾性軟 X 線散乱によるハーフメタル型ホイスラー合金のスピン偏極電子構造研究

Fig. 4(Color online) (a, b) XAS and XASMCD spectra of Co2MnSi obtained at the Co and Mn 2p3/2 edges. (c, d)
Photon energy dependence of the Co and Mn 2p3/2 RIXS spectra for Co2MnSi obtained by parallel ( m＋) andantiparallel ( m－) conˆguration under external magnetic ˆeld.

依存性の特徴は Mn2VAl の Mn 2p3/2 RIXS MCD でも見軌道のスピン軌道相互作用を無視することにより，RIXSられるが（Fig. 5(f)），弾性散乱ピークから負の MCD が分スペクトルが下記の式(2)に従うと近似して計算を行った。

岐する点が Co2MnSi と大きく異なり，両物質のスピン偏極電子構造の違いを強く反映している。一方で，Mn2VAlの V 2p3/2 RIXS MCD の励起エネルギー依存性ではまず正の MCD から観測され（ Fig. 5 ( e )），後述（ Fig. 8 ）のよ
うに Mn2VAl がフェリ磁性であることを反映している。

fs m1, m2(n1, nout)∝∑∑de[－1jmj ms, m′s×(e[－1)D unoccw(jmm2j m) ′w(jmmj1m) s D occ(m′＋m2)m′(m＋m1)ms(hn1＋EF)ss－(e[ 1－E2pjm －hnout)2＋G 2ij

上記の RIXSMCD の起源を明らかにするために， Co2
MnSi の RIXSMCD スペクトルのシミュレーションを行

PDOS（D occ, D unocc）は第一原理計算（GGA 法）により取った（ Fig. 6 ）。 Co2MnSi の XAS MCD スペクトルに対す得した。ここで， XASMCD スペクトル，及び硬 X 線光る磁気光学総和則の解析を行い，遷移金属 3d 状態の軌道

電子分光（ HAXPES ）による価電子帯光電子スペクトル

磁気モーメントが非常に小さいことを確認した上で， 3dが，GGA 法による第一原理計算で得られた PDOS に基づ

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Fig. 5

(Color online) Intensity plot of the RIXS data for Co2MnSi obtained by the circularly polarized photons. The
polarization averaged RIXS at the Co 2p3/2 edge (a) and at the Mn 2p3/2 edge (b), and the RIXSMCD data for
the Co and Mn edges in (c, d), respectively. The RIXSMCD data for Mn2VAl obtained at the V and Mn 2p3/2
edges are also shown in (e, f). The gap energies in (a, b) are estimated by the energy diŠerence between the elastic
peak and the threshold of the RIXS structures as shown in Fig. 4(c, d).

Fig. 6(Color online) Theoretical RIXSMCD spectra for Co2MnSi at the Co 2p3/2 edge (a). The mj＝－3/2 and ＋3/2
components are shown in (b) and (c). Theoretical RIXSMCD at the Mn 2p3/2 edge (d) and the mj＝±3/2 components are shown in (e) and (f). The green arrows in (a) and (d) indicate the mj＝＋3/2 components located in
the downspin gap (E↓) of mj＝－3/2 components obtained in (b) and (e). The incoming photon energy dependence of the mj resolved MCD intensity integrated over whole loss energies are also shown in (g) and (h) for Co
and Mn edges, respectively. The vertical bars indicate the threshold energies of the mj＝±3/2 components. (i)The theoretical prediction of the spindependent DOS and PDOS of Co, Mn, and Si. (j) (k) The eand t2components of the PDOS of Co and Mn, respectively.

くシミュレーションにより定性的に良く説明できることをが現れ，その後高励起エネルギー側に遅れて正の MCD が予め確認している（Appendix 参照）。

負の MCD のギャップ中に観測され，実験の MCD コント

まず Co 2p3/2 RIXS MCD のシミュレーション（ Fig. 6

ラストを定性的によく説明することがわかる。この正負の( a )）に着目すると，低励起エネルギー側から負の MCDMCD の起源を解明するため， 2p3/2 状態を mj 成分に分解

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トピックス ■ 磁場中共鳴非弾性軟 X 線散乱によるハーフメタル型ホイスラー合金のスピン偏極電子構造研究

Fig. 7(Color online) Comparison of the RIXSMCD spectra between the experiment and theory. Results for the Co(Mn) 2p3/2 edge are shown in the left (right) half. (a) (f) Incoming photonenergy dependence of the RIXSMCD intensity of Co and Mn 2p3/2 edges at the selected loss energy for mj＝±3/2 components with full energy
window of 0.5 eV as indicated by the yellowcolored hatched area in the intensity plot for experiment (b) (g) andtheory (c) (h). (d) (e) The selected RIXSMCD spectra for the Co (Mn) edge obtained at the mj＝±3/2
resonance energies deˆned by the peak energies as indicated by vertical bars in (a) ((f)), respectively. The experimental data (top curves in (d) and (e)) are compared with theory (middle curves) together with the theoretical mj resolved spectra at mj＝＋3/2 resonance (bottom curves). The green hatched regions in (d) and (e) are theguides to the eye for showing the energy range, where mj＝＋3/2 components are observed in the gap of the mj＝－3/2 spectra.

してシミュレーションした結果，負の MCD は下向きスピが現れ， 3d 電子状態の PDOS の下向きスピン成分のギャン成分から成る 2p3/2 の mj＝－3/2 状態からの励起に由来

ップの大きさに対応して（ Fig. 6( i) , (j), ( k)）， Co よりもし（ Fig. 6 ( b )），正の MCD は上向スピン成分から成る mj

Mn の方が大きなギャップが開くことまで明らかになっ＝＋ 3/2 状態からの励起に起因する（ Fig. 6(c)）ことが明た。また， Co2MnSi のハーフメタル型電子構造を反映しらかになった。また，スピン成分が混ざっている mj ＝て，下向きスピン成分による負の MCD のギャップ中に，±1/2 成分の寄与を明らかにするため，mj＝＋3/2, ＋1/2,

上向きスピン成分に由来する正の MCD が観測されること－ 1 / 2, － 3 / 2 の 4 つの成分を損失エネルギー方向に積分が示された。

し，積分強度の励起エネルギー依存性を比較したところ，

より詳細に実験結果とシミュレーションとの比較を行う

Co ( Fig. 6 ( g )）と Mn ( Fig. 6 ( h )）吸収端共に mj ＝± 1 / 2

ために，実験と理論スペクトルの両方で正負の MCD 成分

成分の寄与が mj ＝± 3 / 2 成分に比べて非常に小さいことが最も増大する励起エネルギーを選び比較を行った（ Fig.

が示された。これは，mj＝±1/2 成分に対する左右円偏光7 ）。 mj ＝ ± 3 / 2 成 分 が 最 も 増 大 す る共 鳴 エネ ル ギ ー はによる双極子遷移の遷移確率の差が mj ＝± 3 / 2 成分に比RIXSMCD スペクトル強度の励起エネルギー依存性からべてはるかに小さく，しかも励起過程と脱励起過程の両方決定し，実験（点）と理論（線）の共鳴エネルギーはよくに対して作用することに起因している。さらに， mj ＝±

対応していることを見出した（Fig. 7(a), (f)）。Co 2p3/2 mj

1/2 成分には上向スピンが励起したのち下向きスピンが脱＝±3/2 共鳴条件で得た RIXSMCD スペクトルに着目す

励起 する等 のス ピンフ リッ プ過程 が含ま れて いる ためると（ Fig. 7 ( d )），実験においても負の MCD のギャップ

MCD が 小 さ く な る 。 以 上 の 結 果 か ら ， 正 負 の RIXS 

中に正の MCD（矢印）が観測され，理論計算と定性的にMCD 成分は主にスピン偏極した mj＝±3/2 成分に由来し対応することが示されている。この正の MCD シグナルのていることが示され，RIXSMCD スペクトルが Co 3d ス

起源は mj 成分に分解した理論計算スペクトルから mj ＝

ピン偏極電子状態を強く反映していることが明らかになっ＋3/2 成分の上向きスピン状態に由来するため，Co 3d 下

た。同様の傾向は Mn 2p3/2 RIXS MCD のシミュレーシ

向きスピン状態が EF で PDOS を持たないハーフメタル型

ョン（Fig. 6(d)）においても観測されているため，RIXS

電子構造を示すことを示唆している。同様の解析を Mn

MCD により Co2MnSi のスピン偏極 3d 電子状態を元素選

2p3/2 RIXSMCD スペクトルに対して行った結果， Co と択的に解明できることが示された。さらに興味深いこと同様に Mn 3d 状態もハーフメタル型電子構造と矛盾のなに，負の RIXS MCD スペクトルにギャップ構造（ E↓）い電子構造であることが示された。さらに， HAXPES で

放射光 Mar. 2022 Vol.35 No.2 ●83

Fig. 8

(Color online) Optical process of Mn RIXSMCD on Mn2VAl at (a) Mn and (b) V 2p3/2 edges.

得られた価電子帯光電子スペクトルと第一原理計算との比の下向きスピン側は EF のすぐ上に非占有状態が存在する

較から（ Appendix 参照）， EF 上の電子構造は主に Co 及

（ Fig. 8 ）。このことが弾性散乱ピークから負の MCD が分

び Mn 3d 電子状態に起因する事を確認しているため，岐する（Fig. 5(f)）理由であると考えられる。実際に我々

RIXSMCD で下向きスピン成分のギャップ中に観測されは Co2MnSi と同様のシミュレーションを行い， Mn2VAl

た上向きスピン状態が EF に寄与していることが明らかにの RIXSMCD スペクトルが計算により良く説明できるこ

なり，Co2MnSi がハーフメタルであることを示している。

とを示している9)。さらに，V 2p3/2 RIXSMCD において

一方で， Fig. 7 ( d )( e )上部に示す Co 及び Mn 2p RIXS 

は，フェリ磁性を反映して V 2p 軌道に対する有効磁場がMCD スペクトルには0.5 eV 近傍に励起構造が観測されてMn 2p 状態と反対向きに作用するため， V 2p 軌道の Zee-

おり，この構造は第一原理計算の DOS に基づくシミュ

man 分裂の順番は Mn 2p 軌道と反転する（ Fig. 8 ）。このレーションでは再現できていない点は非常に興味深い。こ

結果， V 2p3/2 RIXS MCD の励起エネルギー依存性ではの MCD スペクトルに見られる構造は， Co 及び Mn とも（ Fig. 5 ( e)），まず上向きスピン成分を反映した正の MCD

mj＝±3/2 共鳴条件の両方で観測されており，さらに低エが観測され，その後に下向きスピン成分を反映した負のネルギーに存在しうる磁気励起構造であることを示唆してMCD が現れる。この際，V 2p3/2 RIXSMCD における正いる。この磁気励起構造のエネルギー（0.5 eV）は別の理の MCD は弾性散乱ピークから離れて観測され，両者のエ論計算により予言されているマグノン励起エネルギーと矛

ネルギー差は Mn2VAl の V 3d 状態における上向きスピン

盾しない25,26) 。なお， Co2MnSi でトンネル磁気抵抗素子

状態のギャップに相当すると考えられる。以上の結果は，を作成した際，室温では TMR 比が大幅に低下することがRIXS MCD から上向き/下向きの両方のスピン成分に対知られており，これがマグノン励起に由来するのではない

するギャップの大きさを評価できることを意味している。

かという理論的予測もある。将来的に温度依存性や波数依存性を測定することができれば，この磁気励起構造の起源が明らかになると考えられる。

4. まとめと今後の展望

最後に Co2MnSi と Mn2VAl の Mn 2p3/2 RIXS MCD ス

本稿では Co2MnSi と Mn2VAl を中心にハーフメタル型

ペク トルの 違い につい て議 論する 。第一 原理 計算 から

ホイスラー合金のスピン偏極電子構造を RIXSMCD によ

Mn2VAl は上向きスピン側にハーフメタル型電子構造のギり観測する方法について紹介してきた。 spin-PES と異なャップが現れることが知られているため，実は Mn2VAl

り，RIXSMCD は上向き，及び下向きスピン成分の両方

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トピックス ■ 磁場中共鳴非弾性軟 X 線散乱によるハーフメタル型ホイスラー合金のスピン偏極電子構造研究に対してハーフメタルギャップの大きさを決定することがきさは，第一原理計算とよく対応していることが示されできる。さらに，現在建設中の次世代軟 X 線放射光リン

た。特に軌道磁気モーメントの大きさが，スピン磁気モーグにおいて設置が予定されている超高エネルギー分解能のメントに比べて非常に小さいことから，価電子帯 3d 電子

RIXS スペクトロメーターを用いることにより，将来的に状態におけるスピン軌道相互作用は無視できるほど小さい

は磁気励起の波数依存性の測定から磁気励起構造の起源やと考えられる。このため，RIXSMCD のシミュレーショ

その制御方法まで解明することができると期待される。本ンでは 3d 軌道のスピン軌道相互作用は考慮していない。

手法はハーフメタル型物質に限らず幅広い磁性材料に対しさらに，価電子帯電子構造を実験的に明らかにするためて有効であるため，今後のスピントロニクス材料研究におに，HAXPES により価電子帯光電子スペクトルを測定しいて極めて有力な手段となり得る。

た（ Fig. A2 ）。 HAXPES は SPring 8 BL19LXU において
励起エネルギー 8 keV で測定した。 3d 軌道成分に由来する電子状態を測定するため，実験は s 偏光配置（spol.）謝辞
本研究を遂行するにあたり，理論計算は黒田文彬博士，

で行い29)，HAXPES スペクトルが直線偏光配置まで考慮

小口多美夫教授に御力添えを頂いた。また，関山明教授，

した光イオン化断面積により重み付けした DOS に基づく

永井 浩大， 樫内 利幸， 西本 幸平氏 ，入澤 明典 博士 にはシミュレーションにより定性的に説明できることを見出し

RIXS ，及び HAXPES の実験を遂行する上で多大な協力た3033) 。このため， RIXS MCD に用いた GGA 法によるを頂いた。また，原子力研究開発機構の斎藤祐児博士，竹第一原理計算は Co2MnSi の電子構造をよく反映している

田幸治博士には XMCD の測定，解析において御指導を頂といえる。このように RIXS MCD のみならず， XAS 

いた。共同研究者の皆様にはこの場をお借りして厚く御礼

MCD や HAXPES 等，複数の分光手法を利用することに申し上げる。本研究は日本学術振興会科学研究費助成事業
基 盤 研 究 C （ JP18K03512 ） 及 び 挑 戦 的 萌 芽 研 究（ JP20K20900 ） の 支 援 を 受 け ， SPring 8 BL07LSU,
BL23SU 及び BL19LXU において実施した。

Spin and orbital magnetic moments of Co2MnSi in unit ofmB per hole for an Co (Mn) site obtained by DFT and thesum-rule analysis.
Co2MnSi

Table 1

Appendix
Co2MnSi の Co 及び Mn 2p 吸収端における XAS MCD

スペクトルを示す（ Fig. A1 ）。実験は SPring 8 BL23SU
において全電子収量法により外部磁場 2 T ，温度 20 K でCo
Mnmspin/nh(XMCD)

mspin/nh(DFT)morb/nh(XMCD)

morb/nh
(DFT)

0.38
0.47

0.32
0.56

0.009
0.002

0.007
0.002

測定した。実験スペクトルの形状は第一原理計算（ GGA法）に基づくシミュレーションにより定性的によく説明できる。さらに，磁気光学総和則27,28)を用いて元素選択的にスピン磁気モーメントと軌道磁気モーメントの解析を行った結果（ Table 1 ）， 1 ホールあたりの磁気モーメントの大Fig. A2
Fig. A1(Color online) The XAS and its MCD spectra on Co2MnSicompared with theoretical simulations based on the DFT
for Co and Mn 2p edges in (a) and (b), respectively.

(Color online) (a) Experimental geometry of the HAXPES measurements. (b) Valenceband HAXPES spectrumof Co2MnSi obtained by the spolarization conˆguration(top) and the theoretical simulation obtained by the DFT(bottom).

放射光 Mar. 2022 Vol.35 No.2 ●85

より，多様な磁性体の本質的な電子構造を詳細に明らかにすることができる。

参考文献
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著者紹介
藤原秀紀

原田慈久

大阪大学基礎工学研究科 助教
E-mail: fujiwara＠mp.es.osaka-u.ac.jp
専門固体電子物性，放射光科学［略歴］
2006 年 3 月大阪大学基礎工学研究科博士課程修了，博士（工学)， 2006 年 4 月日本
学術振興会特別研究員（PD)，ドイツ連邦
フンボルト財団研究員（ケルン大学)，大阪大学大学院基礎工学研究科特任助教などを経て2011年 6 月より現職。

東京大学物性研究所 教授
E-mail: harada＠issp.u-tokyo.ac.jp
専門軟 X 線分光学，溶液科学［略歴］
2000 年 3 月東京大学大学院工学系研究科
物理工学専攻博士課程修了。博士（工学）。
2000 年 4 月理化学研究所基礎科学特別研究員，連携研究員， 2007 年 6 月東京大学
大学院工学系研究科特任講師，特任准教授
を経て 2011 年 12 月より東京大学物性研究所准教授。2018年 4 月より現職。

梅津理恵
東北大学金属材料研究所 教授
E-mail: rie.umetsu＠tohoku.ac.jp
専門固体物性，金属磁性材料［略歴］
2000 年 3 月東北大学大学院工学研究科材料物性学専攻博士課程修了。博士（工学）。
日本学術振興会特別研究員（PD）や JSTCREST 研究員などを経て2007年 4 月東北大学多元物質科学研究所助教。 2010 年同
金属材料研究所助教。同特任准教授，准教
授を経て2020年 2 月より現職。

宮脇淳

量子科学技術研究開発機構 主任研究員
E-mail: miyawaki.jun＠qst.go.jp
専門軟 X 線分光学，固体物理［略歴］
2007 年 3 月東京大学大学院理学系研究科
化 学専 攻博 士課 程修 了。 博士 （ 理学 ）。
2007 年 4 月理化学研究所放射光科学総合
研究センター研究員。 2012 年 11 月東京大学物性研究所助教。2020年 8 月より現職

86 ● 放射光 Mar. 2022 Vol.35 No.2

菅滋正

大阪大学産業科学研究所 招聘教授
E-mail: ssmsuga＠gmail.com
専門固体電子物性，放射光科学［略歴］
1968 年東京大学工学部卒， 1973 年同大学
院工学系研究科物理工学専攻博士課程修了，博士（工学），同年ドイツマックス
プランク固体研究所研究員， 1976 年東京大学物性研究所助教授（軌道放射物性研究施設）を経て 1989 年より大阪大学基礎工学研究科教授， 2009 年定年退職，以後日本と独ユーリッヒ研究所で研究継続中。

トピックス ■ 磁場中共鳴非弾性軟 X 線散乱によるハーフメタル型ホイスラー合金のスピン偏極電子構造研究

Spin polarized electronic structures of thehalfmetallic Heusler alloys probed by resonant
ray scattering in a magnetic ˆeld
inelastic soft x
Hidenori FUJIWARA

Division of Materials Physics, Graduate School of Engineering Science, Osaka
University, 13 Machikaneyama, Toyonaka, Osaka 5608531, Japan.

Rie Y. UMETSU

Institute for Materials Research, Tohoku University, 211 Katahira, Sendai
9808577, Japan

Jun MIYAWAKI

Institute for Advanced Synchrotron Light Source, National Institutes for Quantum Science and Technology, 6611 Aoba, Sendai, Miyagi 9808579, Japan.

Yoshihisa HARADA

Institute for Solid State Physics, The University of Tokyo, Kashiwanoha, Kashiwa, Chiba 2778581, Japan

Shigemasa SUGASANKEN, Osaka University, 81 Mihogaoka, Ibaraki, Osaka 5670047, Japan.

Abstract

We have developed the versatile spectroscopic technique to probe the spin polarized electronic
structures of spintronics materials using the magnetic circular dichroism in resonant inelastic softxray scattering (RIXSMCD). We have experimentally revealed the halfmetallic electronic structures of single crystalline ferromagnetic Co2MnSi and ferrimagnetic Mn2VAl, which are full Heusler alloys having halfmetallicity predicted by the density functional theory. Since RIXSMCD is aphotonin/photonout techniques and can probe the spin polarized electronic structures with element speciˆc way using the Zeeman splitting of the 2p core levels, it will be utilized for the broad
spintronics materials.

放射光 Mar. 2022 Vol.35 No.2 ●87