トピックス
銅酸化物高温超伝導体における分散キンクの新しい景観
安齋太陽
大阪府立大学〒5998531 大阪府堺市中区学園町 11

井野明洋
広島大学放射光科学研究センター〒7390046 広島県東広島市鏡山 2313

現所属久留米工業大学 教育創造工学科

要 旨〒8300052

福岡県久留米市上津町222866

銅酸化物系の高温超伝導現象において，どのような励起モードが電子間を仲介しているか意見が分かれ，激しい論争が続いていた。謎を解き明かす有力な手がかりになるのが，角度分解光電子分光で観測される分散のキンク構造である。低エネルギー放射光を用いた角度分解光電子分光実験を，極過剰ドープの銅酸化物高温超伝導体に波及させることで，複数のキンク構造の強度分布の全貌が明らかになった。極過剰ドープで強く観測される～78 meV のキンク構造は，強い電子格子結合が実現していることを示す決定的な証拠となる。

Emission Spectroscopy; ARPES ）は，光電効果を利用し

1. 背景て物質中を運動する電子の運動エネルギー v と波数 k を超伝導は，低温で電気抵抗がゼロになるという目覚ましい性質を示す現象である。金属や合金系の超伝導体は，超伝導状態へ転移する温度が低く，絶対零度近くまで冷やす

観測する実験手法で，準粒子の分散関係を直接的に決定することができる。
金属中の電子が，エネルギー Q の励起振動と相互作用ことができる液体ヘリウムが必要になる。ヘリウムは天然

すると，| E EF |＜ Q の領域の電子の速度が低下し，| E 

ガスにわずかに含まれるものであるため，少量しか生産すEF|＞Q の領域の電子の寿命が低下する。その様子は，準ることができない。現在，液体ヘリウムの輸入価格は 1

粒子分散の折れ曲がりやピーク幅の変化として観測され，リットルあたり 2,500 円と高騰している1) 。一方，本稿でキンク構造と呼ばれている。Fig. 1(a)に，金属中の電子が紹介 する銅 酸化 物系の 高温 超伝導 体は， 液体 窒素 温度

エネルギー Q の励起振動と相互作用するときの ARPES（－195.8°
C）で超伝導を保つことができる。窒素は空気の約 8 割を占めることから，その抽出は容易である。実際，液体窒素の価格は液体ヘリウムの約 30 分の 1 となっている。現在では，高い転移温度を示す銅酸化物超伝導体
を，送電線や電磁石材料に応用する研究が進められている。高温超伝導体は，グリーンイノベーションの推進を担う物質として期待されている。
しかし，高温超伝導が起きるメカニズムについては，統一見解が得られていない。大きな課題として残されているのが，高温超伝導を担う立役者の特定である。 Bardeen,
Cooper, SchrieŠer （ BCS ）らの理論によれば，超伝導は二つの電子の間に何らかの引力が働き，電子対が形成されることで発現する2)。通常の超伝導体では，格子振動が反発し合う電子の間を仲介する3)。一方，銅酸化物高温超伝導体では，どのような励起振動が対形成を仲介しているのかが未解明である。
固体中の電子は，周りにいる電子や陽イオンと相互作用
しながら運動する。このような多体効果を電子に繰り込
み，ひとつの素励起として扱うことができる。これを準粒子と呼ぶ。角度分解光電子分光（ Angle-Resolved Photo-Fig. 1.

(Color online) (a) Simulation of renormalized band dispersion for single-mode coupling. (b) Momentum distribution
curve (MDC). (c) Energy distribution curve (EDC).

放射光 May 2018 Vol.31 No.3 ● 219(C) 2018 The Japanese Society for Synchrotron Radiation Research

スペクトルの模型を示す。スペクトルの強度分布を，エネ補として残されたのが，CuO2 面の酸素原子による座屈振

ルギー v が一定の経路に沿って切り出したものを運動量

動モード9,10)と，非弾性中性子散乱実験で観測される磁気分布曲線（Momentum Distribution Curve; MDC）と呼び

共鳴励起モード11,12)である。キンクの起源については，激［Fig. 1(b)］，運動量 k が一定の経路に沿って切り出したもしい論争が 15 年以上も続いているが，その原因の 1 つとの を エ ネ ル ギ ー 分 布 曲 線 （ Energy Distribution Curve;

して，両候補のエネルギーが35～50 meV で互いに近接し

EDC ）と呼ぶ［ Fig. 1 ( c )］。電子が受ける多体効果は，自ていることが問題になる。このため，キンク構造の分布を

己エネルギー∑( v ）で表現され， EDC における準粒子

高精度に観測する実験が求められている。

ピークが，自己エネルギーの実部 Re∑( v ）だけ移動す

近年，レーザーを用いた高分解能 ARPES 実験により，る。その結果，準粒子の速度 dv / dk は，裸の電子の速度大きなキンク構造のエネルギー位置がノードからアンチ

n0 よ り も 低 く な る 。 ま た ， MDC の 半 値 全 幅 は － 2Im∑

ノードにかけて約30 meV ほど移動すると報告された13)。

(v )/n0 で与えられ，準粒子の平均自由行程の逆数を与現在のところ，格子振動や磁気共鳴励起の観点でこの大きえる。これは単位距離あたりの散乱確率を表しており，真な異方性を説明することはできていない。その他にも，最空中の電子の寿命が無限大なのに対して，固体中の準粒子

適ドープ試料のノード方向では～10 meV に小さなキンクの寿命は有限になる。このようなキンク構造の振る舞いを構造が観測されており14) ，大きなキンク構造と合わせて調べることで，高温超伝導状態の電子と結合する集団励起

包括的に理解する必要がある。

振動を特定することができる。

我々は，このような複雑な状況を打破するために，低エ

銅酸化物高温超伝導体では， Fig. 2 に示す CuO2 二次元

ネルギー放射光を用いた高分解能 ARPES 実験を，極過剰面における dx2y2 軌道を主成分とするバンドがフェルミ面

ドープのビスマス系銅酸化物高温超伝導体 Bi2Sr2CaCu2を構成する。これまでの研究により，超伝導ギャップが d

O8＋d （ Bi2212 ）に波及させた。本稿では，我々の研究グ

波的な異方性をもち，CuO 結合と平行な方向で大きく開ループが最近報告した成果について解説する15) 。なお，き，斜め 45 度の対角方向で閉じていることが判明していARPES の基本原理や解析方法については，2013年放射光る。超伝導ギャップが閉じている波数点をノード，超伝導学会誌の特集記事を参考にしていただきたい16)。

ギャップが大きく開く波数領域をアンチノードと呼ぶ。
1999年頃から，ノード方向の |v|～65 meV に大きなキン

ク構造が観測されてきた46) 。当時，キンクのエネルギー
位置は，物質系ホール濃度温度によらず，ほぼ一定で

2. 本研究の特色
2.1

極過剰ドープあると考えられていた。その後，磁気的な不純物を導入し極過剰ドープの試料を採用する利点は，三つある。一つた 銅 酸 化 物 7) や ， 酸 素 同 位 体 で 置 換 し た 銅 酸 化 物 8 ) で目は，温度を上げることなく超伝導ギャップを小さくでき

ARPES 実験が行われ，キンク構造について世界中で徹底る点である17,18)。キンクのエネルギー位置は，電子と結合的な研究が展開された。電子と結合する集団励起振動の候している励起振動の周波数 Q と，中間状態の波数 km におFig. 2.

(Color online) (a) Geometry of the present ARPES experiment. (b) Crystal structure of Bi2212.

220 ● 放射光 May 2018 Vol.31 No.3

トピックス ■ 銅酸化物高温超伝導体における分散キンクの新しい景観

ける電子励起のギャップ D ( km ）の和によって， vkink ＝ Q

ルギーを低くすると，分光後の光のエネルギー幅も狭＋D(km）と与えられる10)。超伝導ギャップ D の変化によくなるため，光電子分光実験のエネルギー分解能を上げやすい。

るキンクのエネルギー移動を観測することで，キンク構造に関与する素過程を選別できる。二つ目は，過剰ドープ領

3.

室内光源であるヘリウム放電管や真空紫外レーザーで域では電子の寿命が長くなり，MDC ピーク幅の狭い光電は，特定の波長の光しか利用できないが，放射光は波子スペクトルが得られる点である。近接するキンクを分離

長を連続的に変えることができる。低エネルギー領域

して観測するうえで重要となる。三つ目は，銅酸化物系のでは，光電子遷移の選択性が高まり，終状態の分布に相図において反強磁性相から十分に離れることで，反強磁よっては，始状態があっても光電子がほとんど放出さ性揺らぎの影響を減らすことができる点である。非弾性中れないことがある。我々の研究グループではこれを有性子散乱の実験によれば，過剰ドープとともに40＜|v|＜

効に活用し， Bi2212 の超伝導ギャップやキンク構造

70 meV に お け る 磁 気 励 起 の ス ペ ク ト ル 強 度 が 低 下 すの研究を推進してきた17,18,22,23) 。 Fig. 2 ( b )に Bi2212

る19,20)。

の結晶構造を示す。 Bi2212 は CuO2 面が二重になっ

2.2（ Bonding Band; BB ）と反結合バンド（ Antibondingているために，フェルミ面を成すバンドが結合バンド

低エネルギー放射光 ARPES

我々の研究グループでは， 5＜ hn ＜ 15 eV 程度の低エネ

Band; AB ）に分裂する。 Fig. 3 ( a )( c )に示すように

ルギー放射光を用いた ARPES 実験に取り組んでいる。低励起光のエネルギーを 7 eV にすると， AB が選択的エネルギー放射光の利点として，1. バルク敏感性の向上，に観測されるが，少しエネルギーを上げて 8 eV 付近

2. 波数分解能とエネルギー分解能の向上， 3. エネルギーにすると， Fig. 3(d )に示すように BB と AB が同時にの可変性の 3 つが挙げられる。
1.

以上のような理由から，低エネルギー放射光を用いるこなる電子状態を示すことが知られている。様々な物質とで質の高い実験データが得られる。本研究では，超伝導において電子の運動エネルギーと固体中の平均自由行

転 移 温 度 が Tc ＝ 63 K と な る 極 過 剰 ド ー プ の Bi2212

程の関係が調べられており21)，数十 eV の励起光を用（ OD63 ）試料について，低エネルギー放射光 ARPES 実

いると，表面から数 Å の電子状態が観測される。一験を実施し，キンク構造と電子結合の強さのエネルギー分

方，数 keV の X 線や数 eV 程度の励起光を用いると布を決定した。キンク構造の波数依存性や温度依存性を調

光電子の平均自由行程が長くなり，固体中のより深いべることで，電子と強く結合する集団励起振動の決定的な部分からの光電子放出が増える。そのため，バルクの証拠を捉えることに成功した。

電子状態を強く反映した光電子が観測される。
2.

観測される。

一般に，固体の表面付近は，固体内部のバルクとは異実験は広島大学放射光科学研究センターの BL9A にて

光電子の運動エネルギーが低下すると，光電子の放出行った。Fig. 2(a)は，試料と光電子検出器の幾何学的な配角度が広がる。したがって，電子検出器の角度分解能

置を示したものである。放射光と静電半球型アナライザーが同じであっても，励起光のエネルギーが低いほうは50°の関係で設置されており，検出面内に30°の範囲で角が，より高い波数分解能が得られる。また，光のエネ度分解測定することができる。実験では，試料のノード方

Fig. 3.

(Color online) ARPES data for heavily overdoped Bi2212 (Tc＝63 K; OD63). (ad) Energy-momentum plots
taken at oŠ node angles of u＝0°
, 8°
, 12°
, and 27°, as marked in the inset of panel (e). Thick curves denote the
MDC peak dispersion, k(v) (bottom axis), and its second energy derivative, (d/dv)2k(v) (top axis), respectively. In panel (d), the bonding band (BB) and antibonding band (AB) are simultaneously observed with hn＝8.5 eV, whereas in panel (ac), the AB is selectively observed with hn＝7.0 eV. (e) OŠset plot of the dispersion,k(v), taken from (ad). Dashed lines are guides to the eye.

放射光 May 2018 Vol.31 No.3 ● 221

向とアナライザーのスリットが平行になるように取り付
け，ノード方向を軸に回転して波数空間を走査した。
本 研 究 で 使 用 し た Bi2212 の 組 成 式 は Bi1.54Pb0.6Sr1.88
CaCu2O8＋d で表される。移動溶融帯法を用いて単結晶を合成し，その後のアニール処理によりホール濃度を極過剰
ドープ領域へと調整した。 Tc は零磁場冷却および磁場中
冷却磁化率の結果から 63 K と評価された。試料作製の詳細については文献24)を参考にしていただきたい。

3. 結果
Fig. 3(a )に， OD63 のノード方向で得られた準粒子分散を示す。励起光エネルギーは hn ＝ 7.0 eV を用い， AB を

Fig. 4.

(Color online) (a) Kink energies va, vb, and vg determined from (d/dv)2k(v). Circle size represents the kinkstrength, and dashed lines denote the linear ˆts. Also shown
are the superconducting gap D(u). (b) Kink strengths la＝v100/v60 －1 and lb＝v60/v25 －1, where v100, v60, and v25
denote the experimental group velocities at 100, 60, and 25
meV, respectively.

Fig. 5.

(Color online) (a) Second energy derivative of nodal dispersion, (d/dv)2k(v), at T＝10, 55, 80, and 100 K, oŠset
from each other by 0.008 eV－2 Å－1. (b) Energies of a nodal
a kink at u＝0°(open circles), an oŠ-nodal b kink at u＝27°(ˆlled circles), a nodal g kink at u＝0°(crosses), and an
antinodal gap at u＝40°(squares), observed across Tc＝63
K. Circle size represents the kink strength.

選択的に観測した。低エネルギー放射光を用いることで，従来よりも鮮明な ARPES 像が得られた。 MDC のフィッ
ティング解析で決定したピーク位置 k(v）を，ARPES 像に重ねて示す。準粒子の群速度 dv/dk が|v|～78 meV で大きく変化する。バンド分散 k ( v ）の右側の曲線は，二階微分（d/dv)2k(v）を表す。最適ドープで報告された～
10 meV のキンクに加え，| v |～ 40 meV にもキンクが観測される。特筆すべきは，最適ドープでは大きなキンクが|v|～65 meV に観測されるが46)，極過剰ドープでは～78
meV と～ 40 meV にキンクが観測されることで，キンクの同 定には 注意 が必要 だ。 以下で は，極 過剰 ドー プのBi2212 で観測された三つのキンクを高結合エネルギー側

から順に a，b，g と表記する。
ノードから離れた波数で観測された ARPES スペクトルを Fig. 3(b)(c)に示す。本稿では，Fig. 3(e)の内挿図に示すように，（ p, p ）を視点とするノードからの離角 u を用
いて波数方向を表記する。ノードを離れると，a と b キン
クの強度が急激に変化するが，両者のエネルギーは明確に分離したまま共存する。キンクのエネルギー位置 vkink と結合の強さ lkink を定量的に評価した結果を， Fig. 4 ( a )および(b)に示す。結合強度は，キンクの上下のエネルギーにお ける群 速度比 から ， 1 ＋ lkink ＝ nH / nL によ り算 出した25) 。 a キ ン ク と b キ ン ク の エ ネ ル ギ ー va ， vb は 34
meV ほどの間隔で明確に分かれており，ノードから離れても大きな変化は見られない。a キンクはノードで最も強く la ＝ 0.5 となり， b キンクはアンチノードで最も強く

lb ＝ 3.2 となる。これらの振る舞いは， a キンクと b キンてもギャップが閉じずに，擬ギャップが観測されているクをもたらす結合励起モードが異なることを示している。

が，これは最近の高分解能 ARPES 実験の結果と一致す

温度を上げたときのノード方向の分散 k ( v ）の二階微

る26,27)。Fig. 5(b)で注目すべき点は，キンクのエネルギー分（ d / dv )2 k ( v ）を， Fig. 5 ( a )に示す。温度が Tc を越えと超伝導ギャップが同じ温度依存性を示し，vaD や vb

ると，a キンクと b キンクが低結合エネルギー側へ移動す

D のエネルギー差がほぼ一定になっていることである。こるのがわかる。キンクのエネルギー位置と結合強度の温度

れは，a キンクと b キンクがアンチノードの電子状態と依存 性を， Fig. 5 ( b )に 示す 。 b キ ンクに ついて は， u ＝

連動していることを示している。

の ARPES スペクトルから温度依存性を評価した。ま
27°

ノード方向の分散の二階微分について，我々が過去に報のアンチノード付近で決定した，Fig. 5(b)には，u＝40°

告した最適ドープ（ OP91 ）と過剰ドープ（ OD80 ）の結た超伝導ギャップ D の温度変化も示す。温度が Tc を越え果を比較したものを Fig. 6 に示す18,23)。エネルギー範囲30

222 ● 放射光 May 2018 Vol.31 No.3

トピックス ■ 銅酸化物高温超伝導体における分散キンクの新しい景観

Fig. 7.

Fig. 6.

(Color online) Second energy derivatives of dispersion, (d/dv)2k(v), oŠset from each other by 0.01 eV－2 Å－1. The
original data taken with hn＝8.1 eV for optimally doped Tc＝91 K (OP91) and overdoped Tc＝80 K (OD80) samples
were reported in Ref. 23.

(Color online) (a) Continuous main kink, whose energy
shift with overdoping is highly anisotropic, proposed inRef.13. (b) Two separate kinks, whose energy shifts withoverdoping are parallel and nearly isotropic, based on thepresent result.

ることが読み取れる。
我々が観測したキンクのエネルギーと結合強度の分布の模式図を Fig. 7(b)に示す。a と b キンクのエネルギー位置
は，過剰ドープによって低エネルギー側に平行移動し，a＜| v |＜ 120 meV に着目すると，大小二つのキンクが約

キンクは急激に成長するが，b キンクは衰退することが判

32 meV 離れて共存しているのがわかる。一見すると，明した。先行研究13)では，Fig. 7(a)のように過剰ドープに

OP91 の 67 meV に観測される大きなキンクを， OD63 のよってキンクのエネルギーが異方的に移動する模型が提案

78 meV の a キンクに結びつけたくなるかもしれない。しされたが，新しい実験結果を踏まえると， va と vb のそ

かし，この仮説は以下の難点を抱えている。

れぞれが過剰ドープとともに平行に移動する模型が導かれ

1.

一般に，キンクのエネルギー vkink は，ボソン周波数る。

Q とギャップの大きさ D(km）の和 vkink＝Q＋D(km）で表される。ここで km は，電子散乱における中間状態の波数である。OP91 から OD63 へホール濃度が増

2.

3.

4. キンク構造に寄与する中間状態

えると，アンチノードのギャップは38 meV から18

電子が，集団励起振動などのボソン励起と相互作用する

meV へ減少する17) 。また，磁気共鳴励起や格子振動過程のファインマンダイアグラムは， Fig. 8 のようになモードのエネルギーも，ホール濃度とともに低下するる。電子の始状態と終状態の波数を k，中間状態の電子の傾向にある28,29) 。したがって，キンクが OP91 の 67

波数を km，ボソンの波数を q と定義すると，波数保存則

meV から OD63 の 78 meV へ移動する現象は説明でより k ＝ km ＋ q が成り立つ。電子ボソン相互作用の自己きない。

エネルギー∑(v）は，Fig. 8 の過程の全ての q で積分した

OP91 で 99 meV に観測される小さなキンクと OD63

もので与えられるため，電子励起スペクトルとボソン励起の40 meV に観測される b キンクのホール濃度依存性

スペクトルの畳み込み積分になる。そのため，ノード方向を説明するのが難しい。かなり変則的な模型が必要にに観測されるキンク構造も，全波数空間の電子励起スペクなるだろう。

トルに依存する。

OP91 の 67 meV のキンクは，アンチノードで最もFig. 5 および Fig. 6 に示すように， a と b キンクのエネ

強く観測される。これは，Fig. 4(b)に示した a キンク

ルギーは，温度を上げても，ホール濃度を増やしても，縮とは正反対の傾向で，b キンクの振る舞いと一致する。

小するギャップに足並みをそろえて移動する。そのため，以上を考慮すると，OP91 の67 meV のキンクは，OD63

中間状態の波数 km として，アンチノードの電子状態がの b キンクに結びつけるのが妥当と判断される。つま関与していると判断される。過剰ドープの銅酸化物では，り，過剰ドープによって超伝導ギャップが縮小したために，D(u)∝ sin u の形をした d 波のギャップが開く。ノード周

OP91 の 67 meV と 99 meV のキンクがそれぞれ約 23 meV

辺では D(u）の傾斜は急峻になり，アンチノードでは傾ほど低結合エネルギー側へ移動し，OD63 で b および a キ

斜が緩やかになる。ある程度幅のある波数 km でノードをンクとして観測されたと考えられる。 Fig. 6 から，過剰経由する過程を積算すると，D(u）の傾斜が急峻なためにドープによって a キンクが急激に成長し，b キンクが弱ま

キンク構造のエネルギーが広がってしまう。一方，アンチ放射光 May 2018 Vol.31 No.3 ● 223

Fig. 8.

Feynman diagram for electron-boson interaction.

ノード周辺ではギャップの大きさがほぼ一定なので，アンチノード経由の過程によって鋭いキンク構造が形成される。 Fig. 4(a)に示すように，OD63 の超伝導ギャップはFig. 9.

20 meV を下回る。また，キンクのエネルギーは， Tc を(Color online)Illustration of buckling and breathing phonon modes.

越えてから約10 meV ほど温度変化する。これらを考慮す
ると，電子と結合する二つの励起モー ドは，互いに 32
meV ほど離れており， va や vb より 10 ～ 20 meV ほどエ本研究で観測された a キンクは酸素呼吸モードにのみ割

ネルギーが低いはずだ。

り当て可能なため，これを基準とすることで b キンクにおける酸素座屈モードの寄与を推計できる。最大強度で比5. 電子と結合する集団励起振動
まず，磁気励起を検討しよう。主要なエネルギーは q＝(p, p ）の共鳴励起で与えられ，そこを起点として急峻な較すると，Fig. 4(b)より，lb は la の約6.4倍と観測されている。これは，電子格子結合の計算値10)より少し小さい
ため，b キンクの主成分は，格子振動の酸素座屈モードによるものと推定される。

分散が上下にのびている。低エネルギー側と高エネルギーg キンクについては， Fig. 4(a )に示すように，超伝導ギ側の励起分散が交わるような形を示すことから，砂時計型

ャップ D(u）から～10 meV ほど深いエネルギーに観測さの磁気励起と呼ばれている30) 。過剰ドープの Bi2212 でれ，その波数依存性は vg ＝ D ( u )＋ 10 meV に従う。このは，磁気共鳴励起のピークが34 meV に観測されており31)，

振る舞いは，最適ドープや不足ドープの Bi2212 で 10 15

b キンクに割り当てることができる。しかし，磁気励起の

meV に観測されたキンクと定性的に一致しており，その急峻な分散の領域には，a キンクに割り当てられるような起源として，格子振動の音響モードとの結合などが提案さ特徴的なエネルギーが無い。また，非弾性中性子散乱実験

れている14,23,32)。

によると，過剰ドープとともに40＜|v|＜ 70 meV の磁気励起のスペクトル強度が低下する19,20)。したがって，a キ
ンクを説明するには，何か他の励起を考える必要がある。

6. おわりに

格子振動については，これまで主に 2 つの励起モード

極過剰ドープの Bi2212 の準粒子分散を，低エネルギーが候補として議論されてきた。Fig. 9(a)のように酸素原子放射光を用いた ARPES で精密に観測した結果，分散キンが面直に振動する座屈モードと，Fig. 9(b)のように酸素原ク構造の新しい景観が得られた。ノード方向の～ 78 meV

子が面内で振動す る呼吸モードだ。前者 は Q ～ 35 meVに強いキンク構造が観測されたが，これを説明するには格に，後者は Q～ 65 meV に観測されている28)。強束縛模型

子振動が必要である。本実験で観測された複数の分散キンのバンド分散から，酸素座屈モードは主にアンチノード

クの分布は，電子と格子振動が強く結合していることを示

領域の電子と結合し，酸素呼吸モードはノード方向の電子

す決定的な証拠になる。今後，高温超伝導発現機構の理論と結合すると予想されている10) 。これらの傾向は，本実には，強い電子格子結合を矛盾なく取り入れる必要があ験で得られた vkink および lkink の u 依存性（ Fig. 4 ）と一るだろう。

致する。したがって，b キンクは酸素座屈モードに，a キンクは酸素呼吸モードに割り当てられる。78 meV の a キ

謝辞

ンクの起源については，格子振動以外では説明できない。

本稿で紹介した成果は，有田将司，生天目博文，谷口雅

ただし，～40 meV に観測される b キンクについては，樹，石角元志，藤田和博，石田茂之，内田慎一ら各氏との酸素座屈モードによるキンクと，磁気共鳴励起モードによ共同研究で得られたものです。心より感謝の意を表します。

るキンクが重なっている可能性を排除できない。しかし，

参考文献

酸素原子を同位体に置換した実験で，格子振動と b キン
クの エネル ギー が同程 度移 動する ことが 報告 され ており8)，格子振動の寄与が大きいことを示している。また，

224 ● 放射光 May 2018 Vol.31 No.31)

｢ヘリウム危機

超えゆく技術」日本経済新聞

2014年 4 月

トピックス ■ 銅酸化物高温超伝導体における分散キンクの新しい景観

2)
3)
4)
5)
6)
7)
8)
9)
10)
11)
12)
13)
14)
15)
16)

3 日．
J. Bardeen, L. N. Cooper and J. R. SchrieŠer: Phys. Rev.
108, 1175 (1957).
W. L. MacMillan and J. Rowell: Phys. Rev. Lett. 14, 108(1965).
T. Valla et al.: Science 285, 2110 (1999).
A. Lanzara et al.: Nature 412, 510 (2001).
P. D. Johnson et al.: Phys. Rev. Lett. 87, 177007 (2001).
K. Terashima et al.: Nat. Phys. 2, 27 (2006).
H. Iwasawa et al.: Phys. Rev. Lett. 101, 157005 (2008).
T. Cuk et al.: Phys. Rev. Lett. 93, 117003 (2004).
T. P. Devereaux et al.: Phys. Rev. Lett. 93, 117004 (2004).
M. Vojta et al.: Phys. Rev. Lett. 97, 09001 (2006).
T. Dahm et al.: Nat. Phys. 5, 217 (2009).
J. He et al.: Phys. Rev. Lett. 111, 107005 (2013).
J. D. Rameau et al.: Phys. Rev. B 80, 184513 (2009).
H. Anzai et al.: Sci. Rep. 7, 4830 (2017).
井野明洋放射光 26, 143 (2013).

17)
18)
19)
20)
21)
22)
23)
24)
25)
26)
27)
28)
29)
30)
31)
32)

H. Anzai et al.: Nat. Commun. 4, 1815 (2013).
A. Ino et al.: Nanoscale Res. Lett. 8, 515 (2013).
S. Wakimoto et al.: Phys. Rev. Lett. 98, 247003 (2007).
O. J. Lipscombe et al.: Phys. Rev. Lett. 99, 067002 (2007).
M. P. Seah and W. A. Dench: Surf. Interface Anal. 1, 2
(1979).
T. Yamasaki et al.: Phys. Rev. B 75, 140513 (2007).
H. Anzai et al.: Phys. Rev. Lett. 105, 227002 (2010).
H. Hobou et al.: Phys. Rev. B 79, 064507 (2009).
S. Johnston et al.: Adv. Condens. Matter Phys. 968304(2010).
T. Kondo et al.: Nat. Commun. 6, 7699 (2015).
T. J. Reber et al.: arXiv:1508.06252 (2015).
F. Venturini et al.: Phys. Rev. Lett. 89, 107003 (2002).
B. Fauqu áe et al.: Phys. Rev.B 76, 214512 (2007).
山田和芳パリティ 23, 04 2427 (2008).
L. Capogna et al.: Phys. Rev. B 75, 060502(R) (2007).
S. Johnston et al.: Phys. Rev. Lett. 108, 166404 (2012).

著者紹介
安齋太陽

井野明洋

大阪府立大学 准教授
Email: anzai＠pe.osakafuu.ac.jp
専門固体物理学［略歴］
2011 年広島大学大学院理学研究科博士課
程修了，博士（理学）。同年，広島大学放射光科学研究センター研究員。 2013 年大阪府立大学大学院工学研究科助教。 2018年より同准教授。

広島大学放射光科学研究センター 特任准教授
E-mail: ino＠hiroshima-u.ac.jp
専門光電子分光，固体物理学［略歴］
1999 年東京大学大学院理学系研究科博士課程修了，博士（理学）。同年，日本原子力研究所博士研究員。 2001 年広島大学放射光科学研究センター博士研究員。 2003
年広島大学大学院理学研究科助手。 2015
年より現職。

Dispersion kinks in high-T c cuprates:
a new landscape
Hiroaki ANZAI

Graduate School of Engineering, Osaka Prefecture University, 11 Gakuen-cho, Sakai,
5998531, Japan

Akihiro INO

Hiroshima Synchrotron Radiation Center, Hiroshima University, 2313 Kagamiyama,
Higashi-Hiroshima, 7390046, JAPAN
Present address: Department of Education and Creation Engineering, Kurume Instituteof Technology, 222866, Kamitsu-machi, Kurume, 8300052, JAPAN

Abstract

The collective excitation mode that mediates between electrons in high-T c superconductivity forcuprates has been at the center of a controversy, and intensively debated. An important clue tothe key player is the dispersion ``kink'' observed by angle-resolved photoemission spectroscopy.
Our angle-resolved photoemission experiments using low-energy synchrotron radiation has been
extended to heavily overdoped high-T c cuprate, and revealed the full view of the multiple dispersion kinks and the distribution of kink strength. The kink rising at ～78 meV with heavily overdoping provides conclusive evidence that the strong electron-phonon coupling is indeed realized in the
cuprates.

放射光 May 2018 Vol.31 No.3 ● 225