広島工業大学紀要研究編
第 44 巻（2010）pp.177-188

論文

蛍光 X 線ホログラフィーによる機能性物質の三次元原子配列イメージの構築細川伸也 *・尾崎徹 *・八方直久 **・林好一 ***（平成21年10月31日受理）

Construction of three-dimensional atomic images of functional materials
by x-ray fluorescence holography
Shinya HOSOKAWA, Toˉ ru OZAKI, Naohisa HAPPO and Kouichi HAYASHI(Received Oct. 31, 2009)

Abstract
In order to bridge experimental results for the atomic structure in mixed crystals between xray diffraction showing a Vegard’s law and x-ray absorption fine structure spectroscopy indicating preservations of each Pauling’s bond length, an x-ray fluorescence holography (XFH) experiment was carried out on Zn0.4Mn0.6Te single crystal for drawing a three-dimensional atomic

image around the Zn atom. The XFH image intensities of Te atoms in Zn0.4Mn0.6Te with respect
to the reference ZnTe are almost constant beyond the five chemical bonds from the central Zn

atom, while the nearer Te atomic images are much weaker, indicating that the Pauling’s bondlength interconnects with Vegard’s law at about five chemical bonds. The randomness of theatomic positions is well explained by a locomotive wheel atomic configuration model. The feasibility of the XFH technique is also described by reviewing results on other functional materials,
such as a mixed crystal In1-xGaxSb, a DVD meterial Ge2Sb2Te5, and a shape memorial alloy
Ti50Ni44Fe6.

Key Words: Imaging, Crystal structure, Local environment, Syuchrotron radiation

いは中性子線源を用いることにより，単結晶の原子配列を１．序完全に得ることが可能になっている。粉末結晶構造解析法

あえて詳しく言うまでもなく，物質の原子配列を知るこもまた，多結晶試料の結晶形や格子定数を決定することがとは，物質の性質を理解するために非常に重要なことであできる。適切なモデルを必要とするが，単結晶ユニットセる。もし，物質が完全な単結晶であったなら，X 線回折（XD）

ル中の個々の原子の詳細な位置を決定できる。

あるいは中性子回折（ND）を用いた単結晶構造解析は完

試料が完全な単結晶でない場合，例えば多種の元素に全な方法であり，単結晶の周期的構造を完全に把握できる。

よって混合された場合には，上記の構造解析手段では，個々

たとえその結晶がタンパク質のように巨大なユニットセルの元素の位置を完全には決定することはできない。それは，であったとしても，最近では強力な放射光 X 線光源ある

原子構造の完全周期性が壊れ，原子位置にゆらぎが導入さ＊＊＊

広島工業大学第三世代放射光利用研究推進センター＊＊＊

広島市立大学大学院情報科学研究科＊＊＊

東北大学金属材料研究所― 177 ―

細川伸也・尾崎徹・八方直久・林好一れるからである。その結果，結晶のユニットセルの大きさ

Vegard 則６）に従った振る舞い，すなわち第一近接原子間は原理的には無限大になってしまう。最近では，ほとんど距離が組成に対して直線的に変化している。これに反して，の機能性材料は，数多くの元素が混合されることによって○および●で示される，それぞれ Mn-Te および Zn-Te 原

できており，不完全結晶と分類される。したがって，上記

子間距離についての XAFS の結果５）は，非常に小さな組のような構造決定手段をこのような物質群に適用すること

成変化を示しており，お互いに 0.07-8 nm の違いのあるは，必ずしも完全な方法ではない。このことを研究者は銘Pauling の結合長７）を，ほぼ保っているように見える。

記するべきである。

このような XD
（あるいは ND）と XAFS の結果の差異は，
例

原子配列の情報を得るための別の方法には，X 線吸収微

８）
９−12）
13，
14）
15）
えば，Si1-xGex，
Ga1-xInxAs，ZnSe1-xTex，
Cd1-xZnxTe，

細構造（XAFS）がある。この方法は，特定元素のまわり

16，17）
Cd1-xMnxTe，あるいはイオン性固溶体 18，19）のようにさの局所的な原子配列を探求するために広く用いられる方法

まざまな混晶系の結果として広く報告されている。この長であり，結晶に限らず非晶質物質にも適用されている。し距離秩序を反映した XD と短距離構造を観測する XAFS

かしながら，この方法からは，角度方向に平均化された動の実験結果の差異を埋めるために，双方の結果に矛盾の無径方向だけの一次元的な情報しか得られない。また，得ら

８，14，17）いモデルをたてる，
XD によって短距離側に情報を広れる情報は，X 線によって励起される光電子の平均自由行

11，12）げる，あるいは XAFS 技術をもっと長い距離まで適用

程が短いことから，せいぜい第二あるいは第三近接原子にしようとする 14，19）など，数々の試みがなされている。しか限られている。

しながら，この情報のギャップを埋めるためには，混晶系

XD（あるいは ND）および XAFS 実験で，観測されるの中距離秩序を正確に求めることのできる新たな実験技術

距離範囲の違いにより，混晶系の第一近接原子間距離につが必要である。そのために，構造解析の信頼できる手段といてでさえも，異なった結果が報告されている。例えば，

して Tegze と Faigel20，21）によって確立されてきた，蛍光この論文で主に取り上げる Zn1-xMnxTe 希薄磁性半導体は，

X 線ホログラフィー（XFH）は非常に良い方法である。
この論文では，Zn0.4Mn0.6Te 希薄磁性半導体混晶結晶の

このような差異が報告されている混晶系の一つである。
2+

Zn1-xMnxTe 希薄磁性半導体は，Zn イオンがランダムに2+

Mn イオンと置換されて，x = 0.86 までの組成で閃亜鉛構
１）２）造を構成する。 この混晶系は，興味ある磁気的， あるい３）は磁気光学的 な性質を示すため，光磁気素子の材料とし
４）

５）て精力的に研究されている。図１に，XD および XAFS

実験によって求められた第一近接原子間距離の組成変化を示す。混晶系であっても非常に鋭い Bragg 反射を示す XD

どこで Pauling の結合長が Vegard 則とつながっているかを XFH 測定により明らかにすることができたので報告する。 ま た，Ga1-xInxSb 系 混 晶 半 導 体 や DVD 材 料 で あ る
Ge2Sb2Te5，あるいは形状記憶合金 Ti50Ni44Fe6 についての
XFH 実験の結果についても概説する。

２．蛍光 X 線ホログラフィーの原理の結果４）から得られた格子定数 a〔nm〕から，閃亜鉛構造

XFH は，単結晶中で蛍光 X 線を発生するある特定の元を持つこの混合系で算出できる第一近接原子間距離√3a/4

素のまわりの原子配列について，特別なモデルを必要とせを図に△で示す。図から明らかなように，XD の結果は，ずに３次元的なイメージを描くことにできる近年非常に発達した原子配列解析の方法である。図２に，蛍光 X 線ホ
ログラフィーの原理図を示す。（a）はノーマルモードと呼ばれる蛍光 X 線ホログラフィーの検出過程である。試料に，構成する元素の X 線吸収端より高いエネルギーの X
線を照射すると，その吸収端に対応してある特定エネル
ギーの蛍光 X 線を発する。それが直接検出器に到達すると，参照波（Reference wave）となる。また，蛍光 X 線は，蛍光を発する元素のまわりの原子に散乱され検出器に入ることもある。この蛍光 X 線は，物体波（Object wave）となり，参照波と干渉を起こす。従って，蛍光 X 線の角度変化を測定すれば，蛍光 X 線強度に干渉による強弱が現れ，これをホログラムと呼ぶ。（b）は逆モードと呼ばれる

図１

Zn1-xMnxTe 希薄磁性半導体混晶系について、XD４）およびXAFS５）実験によって求められた第一近接原子間距離の組
成変化

過程で，ノーマルモードとは光学的に逆過程である。このモードでは蛍光 X 線を発生する元素に直接照射される入射波が参照波となり，まわりの原子に散乱された入射波が― 178 ―

蛍光 X 線ホログラフィーによる機能性物質の三次元原子配列イメージの構築

物体波となる。これらが干渉して入射 X 線強度が入射角
度により変化し，蛍光 X 線強度もそれに合わせて変化する。従ってこのモードの場合，検出器の位置を試料に対して固定し，入射 X 線の角度を試料に対して変化させるこ
とになる。

図３

図２

放射光 X 線を用いた蛍光 X 線ホログラフィー測定のダイ
アグラム

蛍光 X 線ホログラフィーの原理図。
（a）はノーマルモード，（b）は逆モードを示す。

観測される蛍光 X 線強度 （I k）は，
（
I k）＝

I0

2

R

Σa ＋Σa

１＋２Re


j

j

２
j

j

と表すことができる。ここで I0 は入射 X 線強度，R は試料と検出器の間の距離，aj は近接した j 原子からの散乱の

図４寄与を示す。従って，[ ] 内の第一項はバックグラウンド，

測定装置の写真

第二項が目的とするホログラム信号に対応し，第三項は無ホログラムは，0.5 keV おきに 11 keV から 15 keV まで視できるほど小さな物体波同士の干渉になる。ホログラムの９つの入射 X 線エネルギーで測定した。ホログラム振成分はバックグラウンドに対し，およそ千分の一ほどの大動のデータは規格化した強度からバックグラウンドを差しきさであるのが標準的で，そのため信用できるデータを得引く。その振動の大きさは，バックグラウンドと比較する

ようとすれば，非常に X 線強度の強い放射光 X 線光源がと，0.1% のオーダーの極めて小さなものである。ホログ必要となる。

ラム信号の完全球イメージへの拡張は，結晶の対称性とホログラムに観測される X 線定在波線を参考として行う。

３．蛍光 X 線ホログラフィー実験

図５に全球イメージに拡張した Zn0.4Mn0.6Te のホログラム

蛍光 X 線ホログラフィー実験は，茨城県つくば市にあの例を示す。入射 X 線エネルギーは 11.5 keV である。図る高エネルギー加速器研究機構にある放射光科学研究施設の球の動径方向は仰角θを，角度方向は回転角φを示す。

フォトンファクトリー（PF）のビームライン BL6C を用図に矢印で示した直線的な陰影は，X 線定在波線を起源といて行った。測定は逆モードで行った。放射光 X 線を用するもので，その指数を図に示してある。

いた蛍光 X 線ホログラフィー測定のダイアグラムを模式
的に図３に，その写真を図４に示す。平坦な面を持つ試料を，２軸ゴニオメータの試料ステージに固定する。単色化
した X 線ビームを試料に照射し，X 線ビームに対する仰角θを 0°から 70°まで 1°ステップで，回転角 φ を 0°から360°まで 0.35°おきに変化させ，試料から放出される蛍光X 線を測定する。蛍光 X 線は，円筒型結晶グラファイト
でエネルギー分析したのち，高速のアバランシェ・フォト
ダイオード（APD）で検出する。測定には，１全走査あたり 11 時間を要する。測定法の解説は，文献 22 と 23 に
詳しい。

図５

― 179 ―

全球イメージに拡張した Zn0.4Mn0.6Te のホログラムの例。

細川伸也・尾崎徹・八方直久・林好一

このホログラムを単純にフーリエ変換すれば３次元原子

詳細に２つの原子イメージを見比べると，第一近接（１イメージは得られるが，それと同時にそのイメージとは点化学結合）および第五近接（３化学結合）に存在する Te 原

対称の位置に，偽の双対イメージが原理的に現れる。その子のイメージは，Zn0.4Mn0.6Te 混晶のものは ZnTe 完全結

偽のイメージをできるだけ低減させるために，バートンの晶と比較して非常に弱い。しかしながら，ここで最も大事

アルゴリズム24）を用いて解析を行い，異なった入射 X 線で測定した原子イメージを重ねあわせた。

な結果は，第十三近接（５化学結合）になると Zn0.4Mn0.6Te
混晶の Te の原子像の強度は再び強くなってくる。さらに，
それよりも遠い Te 原子についても明瞭な原子イメージを

４．測定結果見いだすことができる。この結果を明らかにするために，

図 ６（a）お よ び（b）に そ れ ぞ れ，Zn0.4Mn0.6Te お よ び

図９（a）に Zn0.4Mn0.6Te および ZnTe の Te 原子のイメー

ZnTe 単結晶で得られた，Zn 原子のまわりの３次元原子

ジ強度を示す。その比も図中に記載してある。得られた比イメージを示す。この図の（110）断面のイメージは図７（a），の値は少しばらついてはいるけれども，0.8 nm までの比（b）にそれぞれ示してある。Zn 中心原子から見て第一近接

較的近くに位置する Te 原子については，0.5 から 0.6 くら

５）Te の原子像は，測定誤差の範囲で XAFS の結果 とよくいの値を示す。それに対して，0.8 nm よりも遠い原子の一致している。しかし第二近接正イオン（Zn か Mn，Zn

イメージ強度の比は，0.7 から 0.8 くらいの大きな値になっ

中心原子より２つの化学結合）の像は，Te と比較して内ている。したがって，Te 副格子は，中心原子から遠いと殻電子数が少ないためであろうか，Zn0.4Mn0.6Te ではほと

ころで，長距離周期性を保っていることがわかる。

んど見ることができず，また ZnTe でも非常に弱い。これ

このイメージ強度の比は，正イオン（Zn あるいは Mn）

に対して，第三近接 Te 原子（３化学結合）は非常にはっ副格子でも得られ，同様に図９（b）に示す。Te 原子のイメー

きりと見ることができる。

ジ強度のスケールよりは，かなり拡大して表してあり，実X 線の散乱断面積は，おおまかには原子の内殻電子数の際の正イオン原子のイメージ強度は，（a）に示した Te 原

２乗に比例するため，XD で主として検出できるのは，Te

子と比べてかなり小さい。正イオンイメージ強度の比は，原子が支配的である。したがって，XD の結果は，Te 副

Te 原子のものと同じような振る舞いを示す。すなわち，0.8格子に主として影響されている。図８（a），（b）にそれぞれ，
Zn0.4Mn0.6Te および ZnTe 単結晶の（001）断面を描く。そこには Te 原子だけが存在し，Zn 中心原子は図の中心より a/4 だけ下にある。参考のために，図８（c）に閃亜鉛鉱
構造を模式的に示す。大きな○印が Te 原子，小さな○印
が Zn あるいは Mn 原子を示し，太い○印は（a），（b）で見られる（001）断面に存在する Te 原子である。

図６ （a）Zn0.4Mn0.6Te および（b）ZnTe 単結晶の，Zn 原子のまわりの３次元原子イメージ。

図７ （a）Zn0.4Mn0.6Te および（b）ZnTe 単結晶の，Zn 原子のまわりの３次元原子イメージの（110）断面図。

― 180 ―

蛍光 X 線ホログラフィーによる機能性物質の三次元原子配列イメージの構築

図８ （a）Zn0.4Mn0.6Te および（b）ZnTe 単結晶の原子配列イメージの（001）断面。（c）閃亜鉛鉱構造の模式図。

nm よりも中心 Zn 原子より近い範囲（第二および第六近接原子，それぞれ２，４化学結合に対応する）では，比は 0.6

５．議論

くらいである。Mn 原子の X 線散乱因子は Zn 原子のもの

XAFS 測定の結果より Zn-Te 結合の距離はほぼ Paulingと比較して小さいので，混晶のイメージ強度は Zn を Mnの結合長に固定されているので，第一近接 Te 原子の原子に置換されているだけで 10% ほど弱くなるが，これを考イメージのランダム性は角度方向にのみ現れる。第五近接

慮しても，イメージ強度の比は 0.65 程度となり，それでTe 原子（３化学結合）もまた，第二近接原子として結合距も本質的に Te 原子の値とほぼ同じである。それに反して，離の異なる Zn あるいは Mn が配置するので，位置的なゆ

それより遠方にある正イオンのイメージ強度比は，データ

らぎは，動径方向にも角度方向にも起き得る。したがって，にばらつきがあるにせよ，１に近い値に近づいている。し第一，第五近接 Te 原子のイメージ強度が，Zn0.4Mn0.6Te

たがって，正イオン副格子もまた，長距離の周期性を保っ混晶のものと ZnTe 完全結晶を比較して非常に小さくなるているように見える。

ことは定性的には理解できる。
これ以降，原子位置のランダムさと XFH 測定の結果を定量的に関係付けてみる。XFH で得られる原子イメージ
21）の位置分解能は，およそ 0.05 nm である。
したがって，

原子位置の違いが 0.05 nm 以内であれば，原子像が分かれて見えることは残念ながら無い。しかしながら，XFH イ
メージの強度は，原子位置のゆらぎと大きく関係しており，その関係は理論的に計算することができる。
最も簡単な原子位置のランダム性の取り入れ方は，中心Zn 原子は固定されており，まわりの原子の位置は中心 Zn原子に対して球状にガウス分布をしている，と考えることである。逆モードでの XFH の過程で起こる X 線散乱は，それぞれの原子の原子形状因子を用いて，原子位置の分布
幅（ガウス関数の標準偏差σ）を変化させながら，簡単に計算することが可能である。しかしながら，その結果は，
単にそれぞれの原子のイメージ強度からそれぞれの独立なσが得られるだけであり，どうして近い近接原子のイメー
ジ強度だけが非常に抑圧されているのか，という本質的な質問には答えられていない。
XD 測定では，たとえ混晶系であっても，鋭い Bragg ピー
図９ （a）Te 原子，および（b）正イオン（Zn あるいは Mn）のイメー
ジ強度。Zn0.4Mn0.6Te のものを黒塗りの記号，ZnTe のものを白抜きの記号で表す。また，その比は記号の下に示す。

クを示している４）ので，すべての原子は，ある平均的な格子位置のまわりに存在すると仮定したモデルからスタートすることとしよう。図 10 に，（a）ZnTe 結晶の〈110〉方向― 181 ―

細川伸也・尾崎徹・八方直久・林好一に沿った閃亜鉛鉱構造と，（b）Zn0.4Mn0.6Te 混晶に考慮し

次 元（2D）的 な 原 子 位 置 の ゆ ら ぎ を 持 つ。 こ の よ う な

たモデルの模式図を示す。このモデルでは，Zn0.4Mn0.6Te

Pauling の結合長による拘束をモデルに取り入れるために，混晶中のそれぞれの原子が，平均的な格子位置から平均半

XAFS 測定から求まった第一近接原子間距離とその平均

５）

径 ddis の球上に存在し，その位置には XAFS の結果 で求二乗変位を動径方向の拘束として用いた。図 11 中の破線

まる適切な平均二乗変位だけゆらいでいるとした。図 10は，先に述べた第一近接 Te 原子の 2D 拘束を含んだ理論（b）に見られる形からこのモデルを「機関車車輪」モデル

計算の結果で，遠距離の Te 原子について ddis 値を用いると名付けた。

と，理論的なイメージ強度の比はおよそ 0.8 となり，XFH

Te 原子のイメージ強度の計算は，中心 Zn 原子より 0.3，の実験値 0.54 と比べるとかなり大きい。これは，第一近0.6，および 0.9 nm の距離で行い，ほぼ同じような ddis 変接 Te 原子の配置についての拘束が不十分であるからであ化を得たので，その平均の値を図 11 に示す。図の実線はる。

Te 原子のイメージ強度の ddis 変化を，同じ平均二乗変位

図 10（b）中の中心 Zn 原子と第一近接 Te 原子の関係がを持つ ZnTe 完全結晶の値である，ddis＝0 のときの値で規示すように，もしも中心 Zn 原子が中心からある方向にシ格化した結果を示す。第七近接原子よりも遠い Te 原子のフトしたとすれば，その移動で作られる空き部分を埋める

イメージ強度の比の平均値は 0.73 であるが，これは ddis

ために第一近接 Te 原子は反対方向にシフトしやすいであ〜 0.014 nm に対応し，図中に○印で示した。この値は，ろう。これを 2D モデルに取り入れるために，Te 原子はZn-Te と Mn-Te の結合長の差が 0.007−8 nm であるので，

Zn 中心原子とは反対の方向にのみ，すなわち，Zn-Te 結

妥当な値であるといえる。

合は常に平均の結合と交差する配置（2Dcross）となる，と次に，第一近接 Te 原子についてであるが，先に述べたいう拘束を取り入れた。このため，Zn-Te 結合の角度方向ように，第一近接原子は主として角度方向に，すなわち２のゆらぎの大きさは，およそ２倍となった。図 11 中の点
線はそのような拘束を第一近接 Te 原子に取り入れたときのイメージ強度の計算結果を示す。図からわかるように，
XFH の実験結果であるイメージ強度比 0.54 は，ddis 〜 0.016
nm に対応し，遠距離の Te 元素から予想される ddis 〜 0.014
nm とほぼ一致する。
第五近接 Te 原子（３化学結合）については，XFH 実験
から求められるイメージ強度比は 0.47 であり，それはモデルでは ddis 〜 0.022 nm に対応する。この値は，第一近接および遠距離に配置する Te 原子の値 ddis 〜 0.0014−
0.016 nm と比較するとかなり大きい。したがって，さら図10 （a）ZnTe 結晶の〈110〉方向に沿った閃亜鉛鉱構造と，（b）
Zn0.4Mn0.6Te 混晶に考慮した「機関車車輪」モデルの模式図。

なる原子配列の拘束を考慮しなければならないことが予想できる。
さて，このモデルの妥当性を検証するために，モデルを使って XD および XAFS のスペクトルを理論から計算し，これを実験結果と比較することを試みた。図 12（a）の小さχ k），
な◦印は，実験から求めた Zn K 吸収端 XAFS 関数，k3（のフーリエ変換関数，F（r），の主ピーク付近を逆フーリエ変換したスペクトルで，XAFS 関数のうち第一近接 Te原子の寄与を示している。図 12（a）の実線は，同じ第一近接 Zn-Te 間距離および平均二乗変位の値を用いた「機関車車輪」モデルから，XAFS の解析プログラムとして最もよく用いられている FEFF8 パッケージ 26）を使って理論的に計算した XAFS 関数である。モデルは，XAFS から得られた最近接 Te 原子のデータを基準としているため，
XAFS 実験から得られたスペクトルとの一致はもちろん
図 11

Te 原子の XFH イメージ強度の ddis 変化。ddis＝0 で規格化してある。

非常に良い。図 12（b）の実線は，それぞれ，ZnTe（上）についてその閃亜鉛鉱構造を使って，および Zn0.4Mn0.6Te― 182 ―

蛍光 X 線ホログラフィーによる機能性物質の三次元原子配列イメージの構築

混晶（下）について「機関車車輪」モデルを使って，理論ながら私たちが知る限り，確立した原子配列の情報はいぜ計算した Cu Kα 照射による XD の理論スペクトルを，破ん局所構造の範囲についてか，あるいは，例えば X 線散線はそれぞれの実験結果を示す。理論計算の結果，スペク

漫散乱実験によって得られる長距離にわたる周期性の乱れ

トルには Vegard 則を満足する鮮明な Bragg ピークが現に限定されており，その間の中間距離領域の情報は今なおれ，その位置もピーク強度も実験と非常に良く一致してい不明瞭であり，言うところの「未開の地」である。XFH

る。したがって，本研究で提唱した「機関車車輪」モデルの位置分解能は現在のところあまり優れているとは言い難

は，現存するすべての実験結果，すなわち XD，XAFS，いが，Zn1-xMnxTe 希薄磁性半導体についての本研究，あおよび第五近接 Te 原子（３化学結合）を除いた XFH のるいは次節で紹介する In1-xGaxSb 混晶半導体についての研結果を非常に良く説明できる。

究 28）は，中間距離範囲での結晶格子の Vegard 則からのゆがみについて，極めて有益な情報を与えている。
今後，高エネルギーで非常にフラックスの強い新世代放射光施設からの X 線の利用は，XFH の位置分解能を確実に改善させることができる。また，XFH 技術の位置分解能や信頼性は，三次元原子イメージの構築のためのアルゴ
リズムを発展させる28）ことにより向上する。そして近い将
来には，XFH 測定から得られる三次元原子イメージから，あらゆる構成元素の近接原子について，すべての近接距離における原子位置のゆらぎが，すべて同じくらいの誤差で見ることができるようになるであろう。

６．結論
本研究では，XFH 測定を放射光 X 線を用いて行うこと
により，希薄磁性半導体 Zn0.4Mn0.6Te 混晶の中距離スケー
ルにおいて，格子のゆがみを観察することに成功した。それにより，比較的「遠視眼的」な手法である XD と比較的モデルを使った理論計算（実線）および実験（破線）によって求められた（a）XAFS および（b）Cu Kα 照射による
XD のスペクトル。

「近視眼的」な手法である XAFS の間で，混晶試料で本質

これに加えて，図９に示した XFH の結果を慎重に観察

みは，およそ５化学結合の範囲で解消される。このような

図 12的に観測されていた第一近接原子位置についての相違を解決し，橋渡しをすることができた。混晶化による格子のひずすることにより，Vegard 則への回帰，あるいは自己組織

本研究の結果は，単に Zn1-xMnxTe 希薄磁性半導体にとど化は，決して等方位的に起こるわけではないということがまらず，類似の格子ひずみは，そのひずみの大きさに違いわかる。すなわち，第三近接（３化学結合）あるいは第七

はあれ，すべての混晶系に普遍的に存在すると考えられる。

近接（５化学結合）に位置する Te 原子のイメージ強度は，

この論文に示した Zn1-xMnxTe 希薄磁性半導体について

それぞれ第五近接（３化学結合）あるいは第十三近接（５の XFH 実験の結果は，既に文献 29 に原著論文として公化学結合）より早く強くなる。これは，第三近接（３化学表し，そこにはさらに詳しい説明が書かれてある。

結合）あるいは第七近接（５化学結合）Te 原子は，結晶の〈110〉方向に沿っていないため，であると考えられる。

７．他の機能性物質についての XFH 測定とその意義

すなわち，これらの原子と中心原子との間の化学結合には，

上に紹介した XFH 技術は，これまで他にもさまざまな二面角が介在している。結合長や結合角に比べて二面角は，機能性材料，例えば赤外線検知用材料である混晶半導体

より変形しやすいと考えられるので，上の結果は容易に納

27）
In1-xGaxSb，
DVD 材料である Ge2Sb2Te5，30）あるいは形状得できる。

記憶合金の一つである Ti50Ni44Fe631，32）などの実験を行ってXD と XAFS の間の実験的な差異を解消するために，きた。それらの XFH 測定の結果について，短く紹介したい。

これまで多くの研究者によって，双方に矛盾の無いモデ
ル８，14，17）を試みたり，XD によって短距離側に情報を広げ

7-1.

11，12）る，

In1-xGaxSb 混晶半導体は，赤外線通信のための基礎材料

あるいは XAFS 技術をもっと長い距離まで適用し

ようとする

14，
19）

など，数々の試みがなされている。しかしIn1-xGaxSb 混晶半導体

物質として，赤外線の発光や検知のために広く用いられて― 183 ―

細川伸也・尾崎徹・八方直久・林好一

いる半導体の一つである。それは，単に In と Ga の組成比を変化させるだけで，この系の狭い光学ギャップを変化させ，赤外線の波長に合ったデバイスを作ることができるからである。非常に大きな格子定数の違い（InSb: 0.6479
nm, GaSb: 0.6095 nm）により，In1-xGaxSb 混晶半導体の単結晶を育成することは，InSb あるいは GaSb のすぐ近くの希薄領域を除いて決して簡単ではなく，ほとんどすべての組成領域で単結晶を作ることができる Zn1-xMnxTe 希薄磁性半導体とはこの点が異なる。
In1-xGaxSb 混晶半導体においても，他の混晶半導体と同様に第一近接原子間距離について，Vegard 則に従う XD

図13

In0.995Ga0.005Sb混晶半導体単結晶の原子イメージの
（110）
断面。

図14

In0.995Ga0.005Sb混晶半導体単結晶の閃亜鉛鉱構造の模式図。

実験と Pauling 結合長を主張する XAFS 実験で，明瞭な27）差異が見られた。
この矛盾を解決するために，Ga Kα 蛍

光 X 線を用いた XFH 実験を In0.995Ga0.005Sb を対象として行い，Ga 原子のまわりの近接原子の 3D 原子イメージを構築した。測定法，実験技術は，Zn1-xMnxTe 希薄磁性半導体の場合と全く同じであるが，Ga K 吸収端のエネルギー
は，Zn K 吸 収 端 の エ ネ ル ギ ー と 比 較 し て 高 い た め，
BL6C/PF で測定できた入射 X 線エネルギーは５つにとどまった。そのため，偽イメージの除去および位置分解能はZn1-xMnxTe 希薄磁性半導体の場合より劣る。

ン副格子は分布が２つの距離に分かれていることによく合

図 13 に，In0.995Ga0.005Sb 混晶半導体単結晶の，Ga 中心原

致している。

子のまわりの原子イメージの（110）断面を示す。参考としここに示した In1-xGaxSb 混晶半導体についての XFH 実て，この閃亜鉛鉱構造を図 14 に模式的に示す。図 14 で，験の結果は，既に文献 27 に原著論文として公表し，そこ小さな○印は正イオン（In または Ga）を，大きな○印はにはさらに詳しい説明が書かれてある。

負イオン（Sb）を示し，太い○印はいずれも（110）平面
7-2.

上に位置して，図 13 の原子イメージに対応する。

DVD 材料（Ge2Sb2Te5）

図 13 で実線の○印は，純粋な InSb 単結晶の原子位置

最近，書き換えが可能な DVD のような光学メディアは，に対応し，破線の○印は，Ga 中心原子から見た第一近接

膨大なデータを記憶させるために広く用いられるように

Sb 原子の位置を，XAFS の測定結果

27）から推察したものなった。広く知られていることは，Ge2Sb2Te5（DVD-RAMである。第五近接原子よりも遠い距離に位置する原子のイの場合）などの薄膜メディアのデータ記憶の過程は，レー

メージは，小さく尾を引いていることを除いて，いずれも

ザー光により励起される結晶 - アモルファス転移に支配さ誤差の範囲で，純粋 InSb 単結晶の位置に存在し，これはれていることである。しかしながら，この転移はナノ秒レ

希薄な Ga 組成の混晶半導体として容易に想像できる結果

ベルの非常に早い速度で起こることから，通常考えられるである。しかしながら，それよりも近い近接原子について

レーザー光による融解と再結晶化だけで理解することは非は，かなりばらついている。したがって，Ga 不純物原子常に難しく，真のメカニズムは実用的に使用され始めて以による In0.995Ga0.005Sb 混晶半導体単結晶の格子のひずみは，

来 20 年の日々が経過したにもかかわらず今なお神秘的でGa 原子からおよそ第五近接 Te 原子までの距離で起こり，ある。
薄膜状の多結晶 Ge2Sb2Te5 の結晶構造は，粉末 XD によ

それ以遠は，閃亜鉛鉱構造の完全な周期性を保っているこ

33，34）
り調べられ，
室温で最も安定な六方晶ではなく，準安とが結論できた。
第一近接 Sb 原子イメージは，遠い側の成分は純粋 InSb

定な面心立方構造であることがわかっている。この実験結単結晶の位置よりもさらに遠い位置に見いだされ，XAFS

果をもとにして，負イオン位置には Te 原子が存在し，正

の結果

27）

と矛盾した。原子イメージの位置の矛盾は，入イオン位置には Ge，Sb，および 20% の空孔が存在する岩射 X 線エネルギーの数が不足していることが その原因で塩鉱構造が提唱された。Kolobov らは，レーザー誘起薄膜ある可能性が高い。一方，そのばらつき具合は，Ga1-xInxAs

結晶およびアモルファスの局所原子配列の詳細を明らかに

９，10）混晶半導体で得られた XAFS の結果，

すなわち負イオ

35）
するために XAFS 測定を行った。
その結果，彼らが提唱― 184 ―

蛍光 X 線ホログラフィーによる機能性物質の三次元原子配列イメージの構築

した構造モデルを図 15 に示す。準安定な結晶相は，（a）に示すように歪んだ岩塩鉱構造をしており，そこでは本来同じ性質を持つはずである Ge 原子のまわりの６つの Ge-Te結合が３つの短い結合と３つの長い結合に分かれている。
また，レーザー誘起非結晶化の結果，Ge 原子は，傘が風で裏返る（アンブレラ・フリップ）ような動きをして，６配位の八面体構造（結晶）から４配位の四面体構造に，局所構造が変化すると予想した。そして彼らは，強い共有結合を切断することなくその過程を起こすことができるた
め，早くて可逆的な相変化が可能になると主張した。しかしながら現実的には結晶化の過程では，強い１つの共有結

図16

合を切断し，弱い３つの結合と置き換える必要があり，最入射 X 線エネルギーが 12.0 keV で測定した Ge2Sb2Te5 の（001）面でのホログラムの例

後の考えは必ずしもそのままでは正しくない。XFH は，（001）断面を図 17（a）に示す。図の中心に＋印で示したの試料が薄膜であっても十分にその三次元原子配列イメージ

が，中央の Ge 原子の位置である。非常に明瞭に４回対称を構築できるため，このユニークな物質の構造評価に非常な 原 子 構 造 を 見 る こ と が で き る。 こ の イ メ ー ジ は，に有力な手段であるので，その測定を行った。

Ge2Sb2Te5 薄膜単結晶が Ge 原子のまわりでは六方晶型ではないことを確実に示している。中心 Ge 原子からの最も近い原子までの距離は約 0.45 nm であり，これは XAFS
測定 35）から求められた Ge-Te 最近接原子結合距離（0.283nm）よりはかなり長い。したがって，この原子イメージは，
第二近接原子である Ge あるいは Sb のものと思われる。
また，上下左右にも４回対称の原子イメージを見ることができるが，これは中心 Ge 原子からすると第四近接 Ge（Sb）

Ge2Sb2Te5 の（a）結晶 -（b）非結晶（アモルファス）転移に提唱されたアンブレラ・フリップモデル。赤色は Ge 原子，
金色は Te 原子を示す。

原子に対応する。このような結果は，Ge（Sb）副格子につ厚さが約２μm の Ge2Sb2Te5 のエピタキシャル薄膜単結

当然破線の○印の位置に見えていいはずの Te 近接原子

図15

晶は，Ge2Sb2Te5 をスパッターによって温度 200℃で GaSb 単

いて，立方構造をしていると考えるのが合理的である。しかしながら，原子構造が完全な岩塩鉱構造であるとすれば，は，観測することができなかった。

結晶基板の（100）表面上に積層成長させた。XD 測定によ図 17（b）に，３D 原子像の (110) 断面を示す。大きな○り，この薄膜は格子定数が 0.60751 nmの面心立方構造を持印で示したように，中心 Ge 原子の肩のところに２つの原つことを確認した。この値は，以前の XD の結果（0.6096

子像を見ることができる。その距離は 0.27±0.005 nm でnm）と比較すると少しだけ大きく，基板との間のわずかなあるので，これらが第一近接 Te 原子である。また，Te-

格子定数の違いによる積層ひずみの結果であると考えられ

Ge-Te 結合角は四面体構造の値に近い，およそ 110°である。

る。入射 X 線は薄膜試料の（001）面に照射し，Ge Kα蛍光

また，第三近接 Te 原子もまた，図の下部に大きな○印でX 線のホログラムを測定した。XFH ホログラムは，入射示したように１対見られる。この観察されたイメージは，

X 線エネルギーが 11.5 keV から 14.0 keV までの範囲で，0.5以前観測された閃亜鉛鉱構造を持つ Zn1-xMnxTe 希薄磁性

keV おきに６つのエネルギーで測定した。

半導体の原子イメージと極めて良く似ており，Ge 原子は

図 16 に，入射 X 線エネルギーが 12.0 keV で測定したホログラムの例を示す。矢印で示したように４回対称の陰影線を見ることができる。これは，X 線定在波線によるものと考えられ，結晶は確かに６回対称の六方晶構造ではなく，正方晶であるらしいことがわかる。また，その指数を図中に示す。これより格子定数が 0.604±0.005 nm である
ことがわかった。
入射 X 線エネルギーの異なった６つのホログラムより，Barton のアルゴリズム 24）を用いて求めた３D 原子像の

図17

― 185 ―

Ge2Sb2Te5 の３D 原子イメージの（a）（001）断面および（b）（110）断面細川伸也・尾崎徹・八方直久・林Te 原子と四面体構造をしていると結論付けられる。

好一状に湾曲させたグラファイト分析結晶を用いて集光を行う

市販の DVD がポリカーボネート上に蒸着された多結晶ことにより，検出 X 線強度をさらに増加させた。

であるの対して，本研究で測定した DVD 材料 Ge2Sb2Te5

図 18（a）および（b）は，（a）母相（温度 225 K）および（b）

は，少し格子定数の異なる基板上に積層成長させた単結晶

コメンシュレート相（温度 100 K）の，Ni（Fe）だけが存在であり，基板からのひずみを受けるので，性質が全く同じする典型的な原子面である，z＝0 Å での（001）断面の原子ものであるとは言えない。しかしながら，ほんのわずかにイメージを示す。原子像の強度は，全般的には，中心 Fe

作成条件を変えることによって，結晶中にアモルファスと原子から遠くなるほど弱まっているが，その傾向は両者で類似な４配位の四面体構造が準備されることを見い出した

異なっている。すなわち，100，200，および 210 のようなことは非常に興味深い。したがって，市販の DVD 材料

近い位置にある原子像の強度は，（b）コメンシュレート相

Ge2Sb2Te5 多結晶は，確かに Ge のまわりで６配位の岩塩のほうが（a）母相よりも強い，という一般的な温度変化を鉱構造をしているのであろうが，ほんのちょっとしたひず

示すが，300，310，および 320 のような遠い位置にある原みをかけることによって，容易にアモルファス的な４配位子像の強度は，逆に（b）コメンシュレート相のほうが（a）の四面体構造に変わりうる，別の言い方をすれば，両者の母相よりも弱い。

エネルギー差が非常に小さなものであることを示してい母相からコメンシュレート相へ変化するときに観測される。この性質が，DVD 材料薄膜が高速の書き換え，消去

た，それぞれの原子イメージの強度変化を明瞭に示すため，を行うことができるキーになっていることを，本研究の実図 18（b）と（a）の強度の比を図 19（a）に，同じくの Ni（Fe）

験結果は強く示唆している。

だけが存在する原子面である，z＝3.0 Åでの（001）断面のここに示した DVD 材料 Ge2Sb2Te5 についての XFH 実

原子イメージの強度の比を図 19（b）に示した。 スケール

験の結果は，既に文献 30 に原著論文として公表し，そこは図の右端に示してある。いずれの図からも明らかなようにはさらに詳しい説明が書かれてある。

に，およそ直径８Åの範囲で強度比が相転移により著しく増大していることがわかる。したがって，低温のマルテン

7-3.

形状記憶合金 Ti50Ni44Fe6

サイト相（コメンシュレート相）では，直径８Åのクラスター

形状記憶合金は，温度を変化させたときに，可逆的で大きな応力と強い復元力を有するため，エネルギーを運動に的に安定した原子配列が形成されることが明らかとなった。

変換する駆動装置（アクチュエータ）の素材として非常に図 18（c）および（d）はそれぞれ，（c）母相（温度 225 K）

有望視されている。この特徴は，可逆的な相変化であるマおよび（d）コメンシュレート相（温度 100 K）の，Ti だけ

ルテンサイト変態によって，母相とマルテンサイト相を行が存在する典型的な原子面である，z＝1.5 Åでの (001) 断

き来することによって起こる。Ti50Ni50 合金は，現在最も面の原子イメージを示す。両図を比較すると，第一近接

実用的な形状記憶合金であり，試料の冷却により母相のTi 原子のイメージの強度に大きな違いが見られる。XAFS

B2 構造（立方晶）からマルテンサイト相の B19' 相（単斜晶）に原子構造が変化する。この Ni 原子を６％だけ Fe に置換すると，一次相転移が緩和されるとともに，前駆現象を観測できるようになり，容易にマルテンサイト変態の研究を行うことができるようになる。
Ti50Ni44Fe6 合金を冷却していくと，まず温度 220 K で母相からマルテンサイト相の一つであるインコメンシュレー
ト相に転移し，180 K でインコメンシュレート相からコメンシュレート相へさらに相転移する。36）この研究では 225
K の母相および 100 K のコメンシュレート相の XFH 実験を行い，相転移に伴う原子配列やそのゆらぎの状態の変化について観測を行った。
Ti50Ni44Fe6 合金の単結晶試料は，フローティングゾーン
法により直径約６mm に結晶成長させたものを，（110）面が表面となるように切断して用いた。入射 X 線エネルギーは，8.0 keV から 12.0 keV まで 0.5 keV おきに９つのエネ
ルギーで行った。Fe Kα蛍光 X 線用に特注したトロイダル

図18 （001）原子面での原子イメージ。Ni/Fe 面（z=0Å）：（a）母相（温度 225K）および（b）コメンシュレート相（温度 100K）。
Ti 面（z=1.5Å）：（c）母相および（d）コメンシュレート相。

― 186 ―

蛍光 X 線ホログラフィーによる機能性物質の三次元原子配列イメージの構築

し，本学から運用費の支給を受けて発展させてきた。本文で紹介した DVD 材料の研究には池谷科学技術振興財団から平成 19 年度研究助成金，また現在進行している熱電材料の研究には日本私立学校振興・共済事業団より平成 20
年度学術研究振興資金の助成を受けた。さらに，東北大学
金属材料研究所より共同利用研究の制度により，平成 18
年度より 21 年度まで，研究を推進し成果を論文にまとめるすることを目的とした研究打ち合わせのために，主とし
図19

Ni（Fe）だけが存在する原子面である，（a）z=0Å および（b）
z=3.0Å での（001）断面の原子イメージの，コメンシュレー
ト相と母相の強度比。

て旅費を支給いただいている。深く御礼申し上げたい。

文献測定 31，32）により，動径方向には，相の違いによってその位

１．J. K. Furdyna and J. Kossut (ed）, Diluted Magnetic

置にもそのゆらぎを示す平均２乗変位にもほとんど違いは

Semiconductors, Semiconductors and Semimetals,

見られないことから，母相では角度方向のゆらぎが大きく，vol. 25（New York, Academic Press, 1988）.

コメンシュレート相ではそれが非常に小さくなり，原子位

２．T. M. Geibultowicz, J. A. Fernandez-Baca, R. M.

置が安定化するためであると考えられる。実際，簡単なモ

Nicklow, J. K. Furdyna, and U. Debska, J. Appl. Phys.

デルを使って角度方向の原子位置のゆらぎの大きさを計算

73, 5660（1993）.

すると，コメンシュレート相では 0.1 Å以下である平均２

３．D. Coquillat, J. P. Lascaray, J. A. Gaj, J. Deportes, and乗変位の値が，母相では 0.4 Å以上に大きく増加することがわかった。このような測定結果は，TiNi 形状記憶合金

J. K. Furdyna, Phys. Rev. B 39, 10088（1989）.
４．J. K. Furdyna, W. Giriat, D. F. Mitchell, and G. I.

のマルテンサイト相変態のダイナミクスを理解する上で貴重な情報を与えている。

Sproule, J. Solid State Chem. 46, 349（1983）.
５．N. Happo, H. Sato, T. Mihara, K. Mimura, S.

ここに示した形状記憶合金 Ti50Ni44Fe6 についての XFH

Hosokawa, Y. Ueda, and M. Taniguchi, J. Phys.:
Condens. Matter 8, 4315（1996）.

実験の結果は，既に文献 31 および 32 に原著論文として公６．L. Vegard, Z. Phys. 5, 17（1921）.

表し，そこにはさらに詳しい説明が書かれてある。

７．L. Pauling, The Nature of the Chemical Bonds

８．謝辞（Cornell University Press, New York, 1967）.

In1-xGaxSb の XFH の研究は，本学大学院工学研究科の８．I. Yonenaga and M. Sakurai, Phys. Rev B 64, 113206（2001）.

大学院生であった高田直樹君，富山大学大学院理学研究科の池本弘之教授，および東北大学金属材料研究所の宍戸統

９．J. C. Mikkelsen, Jr. and J. B. Boyce, Phys. Rev. Lett.
49, 1412（1982）.

悦准教授と共同で行った。DVD 材料の研究は，広島市立大学大学院情報科学研究科の藤原真講師および堀居賢樹教

10．J. C. Mikkelsen, Jr. and J. B. Boyce, Phys. Rev. B 28,
7130（1983）.

授， お よ び 産 業 技 術 総 合 研 究 所 の P. Fons 博 士，A. V.
Kolobov 博士，および富永淳二博士と共同で行った。また，

11．V. Petkov, I.-K. Jeong, J. S. Chung, M. F. Thorpe, S.

形状記憶合金 Ti50Ni44Fe6の研究は，中国科学院（上海）の W.

Kycia, and S. J. L. Billinge, Phys. Rev. Lett. 83, 4089

Hu 氏，H. Xie 准教授，および T. Xiao 教授，東北大学金（1999）.

属材料研究所の山本篤史郎博士，大阪大学大学院工学研究

12．I.-K. Jeong, F. Mohiuddin-Jacobs, V. Petkov, S. J. L.

科の寺井智之博士，福田隆准教授，および掛下知行教授，

Billinge, and S. Kycia, Phys. Rev. B 63, 205202 (2001）.

および SPring-8 の鈴木基寛博士と共同で行った。XFH 実

13．J. B. Boyce and J. C. Mikkelsen, Jr., J. Cryst. Growth98, 37（1989）.

験は，高エネルギー加速器研究機構・放射光研究施設 PFのビームライン BL6C（課題番号：2005G127，2005G129，

14．J. Pellicer-Porres, A Polian, A. Segura, V. Mu ñoz-

2007G514，および 2007G573）を用いて行った。BL6C/PF

Sanjosé, A. Di Cicco, and A. Traverse, J. Appl. Phys.

での実験を遂行するに当たっては，東京工業大学応用セラ

96, 1491（2004）.

ミックス研究所の佐々木聡教授にお世話になった。

15．N. Motta, A. Balzarotti, P. Letardi, A. Kisiel, M. T.

XFH の研究は，文部科学省より平成 17 年度私立大学・大学院等教育研究装置施設整備費補助金を受けてスタート― 187 ―

Czyzyk, M. Zimmal-starnawska, and M. Podogòrny, J.
4

Cryst. Growth 72, 205（1985）.

細川伸也・尾崎徹・八方直久・林

16．A. Balzarotti, M. T. Czyzyk, A. Kisiel, N. Motta, M.

Ikemoto, T. Shishido, and K. Hayashi, J. Cryst.

4

Podogòrny, and M. Zimmal-starnawska, Phys. Rev. B
30, 2295（1984）.

好一

Growth 311, 978（2009）.
28．T. Matsushita, F. Z. Guo, M. Suzuki, F. Matsui, H.

17．A. Balzarotti, N. Motta, A. Kisiel, M. Zimmal-

Daimon, and K. Hayashi, Phys. Rev. B 78, 144111

starnawska, M. T. Czyzyk, and M. Podogòrny, Phys.

（2008）.

4

29．S. Hosokawa, N. Happo, and K. Hayashi, Phys. Rev. B

Rev. B 31, 7526（1985）.

80, 134123（2009）.

18．J. B. Boyce and J. C. Mikkelsen, Jr., Phys. Rev. B 31,

30．S. Hosokawa, T. Ozaki, K. Hayashi, N. Happo, M.

6903（1985）.

Fujiwara, K. Horii, P. Fons, A. V. Kolobov, and J.

19．A. Di Cicco, E. Principi, and A. Filipponi, Phys. Rev.

Tominaga, Appl. Phys. Lett. 90, 131913（2007）.

B 65, 212106（2002）.
20．M. Tegze and G. Faigel, Nature（London）380, 49

31．W. Hu, K. Hayashi, N. Happo, S. Hosokawa, T. Terai,
T. Fukuda, T. Kakeshita, H. Xie, T. Xiao, J. Cryst.

（1996）.

Growth 311, 982（2009）.

21．M. Tegze, G. Faigel, S. Marchesini, M. Belakhovsky,

32．W. Hu, K. Hayashi, T. Yamamoto, N. Happo, S.

and O. Ulrich, Nature（London）407, 38（2000）.
22．K. Hayashi, in Advances in Imaging and Electron

Hosokawa, T. Terai, T. Fukuda, T. Kakeshita, H. Xie,

Physics, edited by P. W. Hawks（Academic Press,

T. Xiao, and M. Suzuki, Phys. Rev. B 80, 060202（R）

New York, 2006）,Vol. 140, p. 120.

（2009）.

23．K. Hayashi, Y. Takahashi, E. Matsubara, S.

33．N. Yamada, E. Ohno, N. Akahira, and M. Takao, J.
Appl. Phys. 69, 2849（1991）

Kishimoto, T. Mori, and M. Tanaka, Nucl. Instrum.

34．N. Yamada and T. Matsunaga, J. Appl. Phys. 88, 7020

Methods Phys. Res. B 196, 180（2002）.

（2000）.

24．J. J. Barton, Phys. Rev. Lett. 67, 3106（1991）.
25．S. Hosokawa, N. Happo, and K. Hayashi, J. Magn.

35．A. V. Kolobov, P. Fons, A. I. Frenkel, A. L.
Ankudinov, J. Tominaga, and T. Uruga, Nature

Magn. Mater. 310, 2707（2007）.

Mater. 3, 703（2004）.

26．A. L. Ankudinov, B. Ravel, J. J. Rehr, and S. D.

36．M.-S. Choi, T. Fukuda, T. Kakeshita, and H. Mori,

Conradson, Phys. Rev B 58, 7565（1998）.
27．S. Hosokawa, T. Ozaki, N. Takata, N. Happo, H.

― 188 ―

Philos. Mag. 86, 67（2006）.