目次
第 34 号

2019 年 6 月

研究ノート
多環芳香族炭化水素分子を用いた電子機能性物質の開拓………………………………………………………………………… 吉田幸大 … 3
FeGe ナノ粒子中に捕捉された skyrmion の実空間観察………………………………………………………………………… 新津甲大 … 12

サロン
Boltzmann 定数の歴史………………………………………………………………………… 多田康平 … 19

特集2018 年度物性科学センター講演会 ･ 研究交流会 開催報告 ……… 佐藤 智 … 27
―発表要旨集より…………………………………………………………………… 30

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…………… 59
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…………………… 61
環境安全保健機構併任教員………………………………………………………… 62
環境安全保健機構低温物質専門委員会委員……………………………………… 63
投稿案内…………………………………………………………………………………… 64
編集後記…………………………………………………………………………………… 65

1

Low Temperature and Materials Sciences (Kyoto University)
Number 34, JUNE 2019

Table of Contents

Research Reports

Exploration of Electronic Functional Materials Based on Polycyclic Aromatic
Hydrocarbon Molecules …………………………………………………… Y. Yoshida … 3
Real-space observation of skyrmions confined in FeGe nanoparticles ……… K. Niitsu …12

Saron

History of the Boltzmann constant ………………………………………… Kohei Tada …19

Featuring Article

Report on LTM Center Exchange Meeting 2018 ……………………………………………27

From Organizing Committee

Amounts of Cryogen Consumptions : Yoshida Campus, Uji Campus and Katsura Campus………………………………………………………………………………………………59
Staffs contributing to Cryogen Supply and Responsible Persons for He Gas Recovery Stations………………………………………………………………………………………………61
Concurrent Staffs of the LTM Center……………………………………………………62
Member of the Committee …………………………………………………………………63

Call for Manuscript ………………………………………………………………………64
Editor’s Note …………………………………………………………………………………65

2

研究ノート多環芳香族炭化水素分子を用いた電子機能性物質の開発
多環芳香族炭化水素分子を用いた電子機能性物質の開発
ExplorationofofElectronic
ElectronicFunctional
Functional Materials
Materials
Exploration
BasedononPolycyclic
PolycyclicAromatic
AromaticHydrocarbon
Hydrocarbon Molecules
Molecules
Based
吉田幸大1
1
吉田幸大
京都大学大学院理学研究科
Y. Yoshida 1
京都大学大学院理学研究科
1
Graduate SchoolY.ofYoshida
Science, Kyoto University
Graduate School of Science, Kyoto University

Highly symmetric π-conjugated molecules are promising candidates for stable ferromagnets andBCS-type high-Tc superconductors. In this report, recent developments in the arena of charge-transfer

Highly symmetric π-conjugated molecules are promising candidates for stable ferromagnets and BCS-typehigh-Tc superconductors. In this report, recent developments in the arena of charge-transfer complexes composedwith emphasis on the structural, physical, and dynamic properties.
of highly symmetric polycyclic aromatic hydrocarbon molecules are highlighted with emphasis on the structural,physical,and dynamic properties.

complexes composed of highly symmetric polycyclic aromatic hydrocarbon molecules are highlighted

はじめに
1. はじめに 1954年に赤松・井口・松永によって臭素をドープしたペリレン（図1）が高い電気伝導性（室1954 年に赤松・井口・松永によって，臭素ドープしたペリレン（図 1）が高い電気伝導性（室温「有機導電体」の開発研究は黎明期を
温伝導度：約1 –1S cm–1）を示すことが報告[1]されて以降，「有機導電体」の開発研究は黎明期を迎えた．
伝導度：約 1 S cm ）を示すことが報告 [1] されて以降，迎えた．その後の世界的な開発競争のなかで，ポリアセチレンやポリチオフェンに代表される導その後の世界的な開発競争のなかで，ポリアセチレンやポリチオフェンに代表される導電性ポリ
電性ポリマー，硫黄などのカルコゲン原子を含むテトラチアフルバレン（TTF）系，第3の炭素
マー，硫黄などのカルコゲン原子を含むテトラチアフルバレン（TTF）系，第 3 の炭素同素体であ
同素体であるフラーレン系，など多岐にわたる導電性有機材料が開発された．それに対し，上記
るフラーレン系，など多岐にわたる導電性有機材料が開発された．それに対し，上記ペリレンのペリレンのような炭素と水素のみから形成される多環芳香族炭化水素（Polycyclic Aromatic
ような炭素と水素のみから形成される多環芳香族炭化水素（Polycyclic Aromatic Hydrocarbon；以Hydrocarbon；以降，PAH）分子を用いた物質開発は低迷しているのが現状である．電界効果ト
降，PAH）
分子を用いた物質開発は低迷しているのが現状である．電界効果トランジスタや有機
ランジスタや有機EL素子を指向した物質開発は盛んであるが，これらは外場下でのキャリア注

入や光励起状態を利用しており，
例えばバルク超伝導体の報告例は(perylene)2Au(mnt)（TEL
素子を指向した物質開発は盛んであるが，これらは外場下でのキャリア注入や光励起状態を2
c = 0.3 K@0.5 GPa；ペリレンの形式価数：+0.5）[2]の1例のみである．
最大の理由は，（T
K @0.5 GPa；ペリ
利用しており，例えばバルク超伝導体の報告例は(perylene)2Au(mnt)2
c = 0.3本来閉殻であるPAH
分子を用いて電子材料を開発するためにはキャリアを導入する必要があるが，レンの形式価数：+0.5）[2] の 1 例のみである．最大の理由は，本来閉殻であるPAH分子は概して
PAH 分子を用い
電子供与/受容能が極めて低く，そのため安定なイオンラジカル状態を形成し難いためである（得て電子材料を開発するためにはキャリアを導入する必要があるが，PAH 分子は概して電子供与られたとしても大気中で不安定）．
1986年から巻き起こった銅酸化物超伝導体フィーバーや，1991/ 受容能が極めて低く，そのため安定なイオンラジカル状態を形成し難いためである（得られた年に30 Kを超えるTc を持つアルカリ金属ドとしても大気中で不安定）．1986 年から
ープC60が開発されたことも，PAH分子を用い巻き起こった銅酸化物超伝導体フィー
た導電体開発が停滞した遠因だと思われる．
バしかしながら，平面性が高く剛直で，豊富なー や，1991 年 に 30 K を 超 え る Tc を持つアルカリ金属ドープ
C60 が開発されπ電子を有するPAH分子は，分子間π-π相互作
たことも，PAH
分子を用いた導電体開用に基づくπ電子ネットワークの構築に適し発が停滞した遠因だと思われる．しかている．さらに，C3より高い対称性を有する

PAH分子においてはフロンティア軌道が縮しながら，平面性が高く剛直で，豊富固体中においてもこの高対称π 電子を有するな退する[3]ため，
PAH 分子は，分子間性を保持することができれば，McConnellのπ-π相互作用に基づくπ電子ネットワー
第2モデル[4]に基づく強磁性秩序状態や，クの構築に適している．さらに，C3 よBCS 理 論 に 基 づ く 高 Tc 超 伝 導 状 態 （ Tc 

図 11 本研究ノートで登場する主な分子図
本研究ノートで登場する主な分子3π電子を有するPAH分子は，分子間π-π相互作用に基づくπ電子ネットワークの構築に適している．さらに，C3より高い対称性を有する
PAH分子においてはフロンティア軌道が縮退する[3]ため，固体中においてもこの高対称
り高い対称性を有する
PAH 分子においてはフロンティア軌道が縮退する [3] ため，固体中にお性を保持することができれば，McConnellのいてもこの高対称性を保持することができれば，McConnellの第 2 モデル [4] に基づく強磁性
第2モデル[4]に基づく強磁性秩序状態や，BCS 理 論に 基 づ く 高 Tc 超導状態（
Tcc  exp[–1/N(E
Tc 伝
超伝導状態
（T
秩序状態や，BCS
理論に基づく高
図 1 F)V]；N(E
本研究ノートで登場する主な分子F)：フェルミ準位での状態密度，V：Cooper 対を形成する 2 電子間の引力エネルギー）の発現が期待できる．本研究
ノートでは，著者らが初めて開発に成功した D6h 対称コロネン分子から成る陽イオンラジカル
exp[–1/N(EF)V]；N(EF)：フェルミ準位での状態密度，V：Cooper対を形成する2電子間の引力エネ
塩の結晶構造や電子状態，電荷移動（CT）固体中におけるコロネン分子の面内回転挙動，コロルギー）の発現が期待できる．本研究ノートでは，著者らが初めて開発に成功したD6h対称コロ
ネン類縁分子を用いた
CT 錯体の開発等について紹介する [5]．
ネン分子から成る陽イオンラジカル塩の結晶構造や電子状態，電荷移動（CT）固体中におけるコロネン分子の面内回転挙動，コロネン類縁分子を用いたCT錯体の開発等について紹介する[5]．
2. 積層構造を有するコロネン陽イオンラジカル塩の開発 [6–8]積層構造を有するコロネン陽イオンラジカル塩の開発[6–8]
コロネンは，最小の芳香族炭化水素分子であるベンゼンと様々な電子デバイスへの応用研究
D6h 対称 PAH 分子である．カルパチア石と呼ばれるが推進しているグラフェンを繋ぐ，最小のコロネンは，最小の芳香族炭化水素分子であるベンゼンと様々な電子デバイスへの応用研究が有機鉱物として産出し，土星の衛星タイタンにも存在する，熱力学的に非常に安定な分子であ推進しているグラフェンを繋ぐ，最小のD6h対称PAH分子である．カルパチア石と呼ばれる有機鉱物として産出し，土星の衛星タイタンにも存在する，熱力学的に非常に安定な分子である．電る．電子材料への応用の視点から見ると，代表的な電子供与分子である
TTF（E1/2(0/1+) = 0.35 V= 0.35 V vs. SCE）
代表的な電子供与分子であるTTF（E1/2(0/1+)（E1/2(0/1+) = 1.23 V vs. SCE）を有する．
vs.子材料への応用の視点から見ると，SCE）に比べれば弱いながらも電子供与性に比べれば弱いながらも電子供
著 者 ら は，Oh 対 称 Lindqvist

2– V vs. SCE）
与性（E1/2(0/1+)
陰イオン型クラスター
M6=O1.23
19
を有する．
VI
VI
（M = Mo , W ）存 在 下 で の 電
著者らは，Oh対称Lindqvist型ク
解酸化により，コロネン陽イオ
ラスターM6O192–陰イオン（M =ン ラVI
ジ カ ル 塩 (coronene)3M6O19
Mo , WVI）存在下での電解酸化の 単 結 晶 試 料 を 得 た [6]． こにより，コロネン陽イオンラジカ
れル塩(coronene)
らは同形構造（O空 の単結晶試
間 群 P1̄）
M

3

6

19

を料を得た[6]．これらは同形構造
有 す る た め， 以 下 で は 主 に(coronene)
3W 6O 19 に焦点を絞り，（空間群P1̄）を有するため，以下では主に(coronene)3W6O19に焦研究成果を紹介する．
点を絞り，研究成果を紹介する．
図 2a に示すように，結晶学
図2aに示すように，
結晶学的に
的に独立な
2 種類のコロネン分
独立な2種類のコロネン分子（A,B）が，…AABAAB… の子（A,B）が，…AABAAB… の順に整順に整列した π 積層を構築す列したπ積層を構築する．A–A対る．A–A 対ではグラファイトやではグラファイトやBernal積層2Bernal 積層 2 層グラフェンと同層 グ ラ フ ェ ン と 同 様 の様ring-over-atom型重なり様式が確の ring-over-atom 型 重 な り 様式が確認された．2分子の π 共認された．2分子のπ共役平面は
役平面はほぼ平行で，面間距離ほぼ平行で，面間距離は3.16 Åとは見積もられた．
3.16 Å と見積もられた．このこの距離は，グラファイト（3.35
Å），コロネン単距離は，グラファイト（3.35 Å），
体固体（3.43 Å），密度汎関数理
コロネン単体固体（3.43Å），密度論（DFT）法を用いて最適化した
汎 関 数 理 論（DFT）法 を 用 い
中性コロネン二量体内の面間距 図 2 (coronene)3W6O19 の（a）結 晶 構 造，（b）常 圧 下 で の 伝 導 度て最適化した中性コロネン二量
図 2 (coronene)3W6O19 の(a) 結晶構造，(b) 常圧下での伝導度
離（3.34–3.51 Å）より短く，酸化 （σ）の温度依存性，（c）室温伝導度（σRT）と活性化エネルギー
体 内 の 面 間 距 離（3.34–3.51 Å）（σ）の温度依存性，(c) 室温伝導度（σRT）と活性化エネルギ
により電子欠損したHOMO軌道 （Eー（Eの圧力依存性，（d）結晶構造データを用いて計算したバン
a）a）の圧力依存性，(d) 結晶構造データを用いて計算したより短く，酸化により電子欠損（左）と状態密度（N(E)；右）が二量体を形成することにより ド分散
バンド分散(左)と状態密度（N(E)；右）安定化するためだと考えられる．
4

した HOMO 軌道が二量体化により安定化するためだと考えられる．一方，A–B 対は ring-overbond 型重なり様式を有し，2 分子の π 共役平面は平行ではない（二面角：2.6°）ものの面間距離は約3.21 Å と見積もられた．結晶構造解析や Raman 散乱スペクトルから分子 A と分子 B の間
一方，A–B対はring-over-bond型重なり様式を有し，2分子のπ共役平面は平行ではない（二面角：2.6°）ものの面間距離は約3.21 Åと見積もられた．結晶構造解析やRaman散乱スペクトルから分に電荷不均一は確認されず，各コロネン分子は部分電荷状態（形式価数：+2/3）を有することが子Aと分子Bの間に電荷不均一は確認されず，各コロネン分子は部分電荷状態（形式価数：+2/3）
分かった．
を有することが分かった．
(coronene)3W6O19 は半導体的挙動を示すものの，活性化エネルギーは小さく（24 meV），高い(coronene)
meV）
，高い室
3W6O19は半導体的挙動を示すものの，活性化エネルギーは小さく（24
室温伝導度
（3.0
S cm–1）をもつ（図 2b）．静水圧印加により室温伝導度は上昇し，活性化エネル．静水圧印加により室温伝導度は上昇し，活性化エネルギ
温伝導度（3.0 S cm–1）をもつ（図2b）ギーは低減するが，5.2 GPa まで金属的挙動は観測されなかった（図 2c）．DFT 法に基づく第一ーは低減するが，5.2 GPaまで金属的挙動は観測されなかった（図2c）．DFT法に基づく第一原理
原理バンド計算から，フェルミ準位付近で小さいながらもエネルギーギャップ（23 meV）が形
バンド計算から，フェルミ準位付近で小さいながらもエネルギーギャップ（23 meV）が形成し成しており（図 2d），(coronene)3W6O19 は格子の周期性に起因したバンド絶縁体であることが分ており（図2d），(coronene)3W6O19は格子の周期性に起因したバンド絶縁体であることが分かった．
かった．
コロネン分子の高コロネン分子の高対称性が電子状態に対称性が電子状態に与える影響について与える影響について検討するために，コロネンからベンゼン
検討するために，コ環を1つ除去したロネンからベンゼン
benzo[ghi]perylene
環を 1 つ 除 去 し（以た下 ，bper） を用 いてbenzo[ghi]perylene(bper)3Mo6O19 単 結 晶（以下，bper）を用いを作成した[7]．上記て (bper)3Mo6O19 単結(coronene)3Mo6O19 と晶を作成した [7]．上同形構造を有するが，
記(coronene)3Mo6O19
伝導度の活性化エネと同形構造を有する
ルギー（0.18 eV）はが，伝導度の活性化(coronene)3Mo6O19（0.04 eV）より大き
エネルギー（0.18 eV）
い（図3a）．A–A対とは(coronene)
3Mo6O19
A–B対（図2a参照）の（0.04 eV）より大きい
図 3 （a）(coronene)3Mo6O19（黒線）ならびに (bper)3Mo6O19（赤線）の伝導度の
図 3 (a) (coronene)3Mo6O19（黒線）ならびに(bper)3Mo6O19（赤線）の伝導2–
面間距離は3.14
Å，
温度依存性，（b）(bper)3Mo
2–
6O19 における分子 A と隣接 Mo6O19 間の C–H···O（ 図 3a）．A–A 対 と度の温度依存性，(b)(bper)
3Mo6O19 における分子 A と隣接 Mo6O19 間の3.28 Åと見積もられ 水素結合，(bper)3Mo6O（d）(coronene)3Mo6O19 のバンド分
19 のバンド分散，
C–H···O（c）
水素結合，(c)(bper)
3Mo6O19 のバンド分散，(d) (coronene)3Mo6O19
A–B 対（図 2a 参 照 ）た ． 後 者 は 散（赤色分枝はのバンド分散（赤色分枝はHOMO 由来，青色分枝はHOMO-1 由来．フェHOMO 由来，青色分枝はHOMO-1 由来．フェルミ準位を基の面間距離は 3.14 Å，ルミ準位を基準零点としている）(coronene)3Mo6O19 の 準零点としている）
3.28 Å と見積もられ対 応 す る 距離 （ 3.19
た．後者は (coronene)3Mo6O19 の対応する距離（3.19 Å）に比べ長く，電荷不均一状態を示唆してÅ）に比べ長く，電荷不均一状態を示唆している．第一原理DFT計算から分子Aと分子Bの価数はいる．第一原理
DFT 計算から分子 A と分子 B の価数は +0.82 と +0.37 と見積もられ，charge-rich+0.82と+0.37と見積もられ，charge-richなA–A二量体とcharge-poorなB単量体がπ積層を構築して

A–A 二量体と charge-poor な B 単量体が π 積層を構築しているとみなすことができる．隣接分
ないるとみなすことができる．隣接分子との相互作用について見てみると，分子Aにおいてのみベ
2–子との相互作用について見てみると，
分子 6A
においてのみベイ領域（ベンゼン環が欠損した箇所）
イ領域（ベンゼン環が欠損した箇所）でMo
O19とC–H···O 四重水素結合を形成しており（図3b），

この静電相互作用により分子Aはcharge-rich状態をとると考えられる．
でMo6O192– と C–H···O 四重水素結合を形成しており（図 3b），この静電相互作用により分子 A は
図3cに(bper)
3Mo6O19の，図3dに(coronene)3Mo6O19のバンド分散を示す．(bper)3Mo6O19における
charge-rich
状態をとると考えられる．
eV）より大きく，HOMOとHOMO-1軌
Jahn-Teller分裂（約0.59
3Mo6O193（約0.10の，図 3d に (coronene)
Mo6O19 のバンド分散を示す．(bper)
図 3c に (bper)3Mo6O19eV）は(coronene)
3Mo 6O 19 に道の縮重はほぼ完全に解けている．
これに関連して，
フェルミ準位におけるエネルギーギャップ
お け る Jahn-Teller 分 裂（ 約 0.59 eV）は (coronene) Mo O （ 約 0.10 eV）よ り 大 き く，HOMO と
3

6

19

（0.12 eV）は(coronene)3Mo6O19（0.03 eV）より4倍大きく，これが伝導度測定で確認された大きHOMO-1 軌道の縮重はほぼ完全に解けている．これに関連して，フェルミ準位におけるエネル

5

ギーギャップ（0.12 eV）は (coronene)3Mo6O19（0.03 eV）より 4 倍大きく，これが伝導度測定で確認された大きな活性化エネルギーの主要因だと考えられる．逆に，(coronene)3Mo6O19 の JahnTeller 分裂はバンド幅より小さく，固体中においてもコロネン分子の HOMO 軌道の縮重は保たな活性化エネルギーの主要因だと考えられる．逆に，(coronene)3Mo6O19のJahn-Teller分裂はバンれているとみなすことができる．
ド幅より小さく，固体中においてもコロネン分子のHOMO軌道の縮重は保たれているとみなす

2 種類の陽イオンラジカル塩 (coronene)(GaCl4)
四面体
GaCl4– 陰イオン存在下での電解酸化により，ことができる．
– ) を得た [8]．いずれの塩においてもコロネン分子は π 積層を構築している．
と (coronene)
5(GaCl 4陰
2 イオン存在下での電解酸化により，2種類の陽イオンラジカル塩
四 面 体 GaCl4

組成から，1:1
塩におけるコロネン分子の電荷は+1 価だと推測されるが，室温伝導度は 0.4 S(coronene)(GaCl4)と(coronene)5(GaCl4)2を得た[8]．いずれの塩においてもコロネン分子はπ積層を–1とかなり高く，活性化エネルギー（0.11 eV）も小さい．一方，5:2 塩においては，結晶構造
cm構築している．組成から，1:1塩におけるコロネン分子の電荷は+1価だと推測されるが，室温伝–1
導度は0.4
S cmやとかなり高く，活性化エネルギー（0.11 eV）
も小さい．
一方，5:2塩においては，二量体とcharge-poor
二量体が交互解析（4 章参照）
Raman 散乱スペクトルから，charge-rich

結晶構造解析（4章参照）やRaman散乱スペクトルから，charge-rich二量体とcharge-poor二量体がに並んでおり，積層の横に位置するコロネン分子はほぼ中性であることが分かった．つまり，交互に並んでおり，積層の横に位置するコロネン分子はほぼ中性であることが分かった．つまり，同様のπ積層構造を形成しながらも対陰イオンや組成の違いにより，同様のπ積層構造を形成しながらも対陰イオンや組成の違いにより，) M = MoVI, WVI）
：電荷均一（部分 CT 状態）
・(coronene2/3+)3(M6O192–（
2/3+
VI
VI
2–
+
– O
)
(M
)（M
=
Mo
,
W
）
：電荷均一（部分CT状態）
・(coronene
3 4 )：電荷均一
6 19（完全 CT 状態）
・(coronene )(GaCl+–δ+ )(GaCl4 )：電荷均一（完全CT状態）
・(coronene)2(coronene(1–δ)+)2(coronene0)](GaCl4–)2：電荷不均一（δ ≈ 1）・[(coronene
・[(coroneneδ+)2(coronene(1–δ)+)2(coronene0)](GaCl4–)2：電荷不均一（δ ≈ 1）のようにコロネン分子が多彩な電子状態をとることを見出した．
のようにコロネン分子が多彩な電子状態をとることを見出した．

3. 逆ペロブスカイト型コロネン陽イオンラジカル塩の開発 [9]逆ペロブスカイト型コロネン陽イオンラジカル塩の開発 [9]Oh 対 称 モ リ ブ デ ン ハ ラ イ ド ク ラ ス タ ー Mo6X142– 陰 イ オ ン（X = Cl, Br）存 在 下 で の 電 解 酸
2–陰イオン（X
Cl,をBr）存在下での電解酸化に
6Xこ
14 れ
ら は 同 形 構=造有 す る た め， 以 下 で は化 にO
よh対称モリブデンハライドクラスターMoり，(coronene)3Mo6X14 単 結 晶 を 得 た．

よ り ，3(coronene)
3Mo6X14 単 結 晶 を 得 た ． こ れ ら は 同 形 構 造 を 有 す る た め ， 以 下 で は(coronene)
Mo6Cl14 に焦点を絞り，研究成果を紹介する．
(coronene) Mo Cl に焦点を絞り，研究成果を紹介する．
（空間群 Pm3̄m）をとる（図 4a）．
(coronene)33Mo66Cl14
14 は，分子性固体としては稀有な立方晶系
 (coronene)3Mo6Cl14は，分子性固体としては稀有な立方晶系（空間群Pm3̄m）をとる（図4a）．コ
コロネン分子は各結晶軸の中点に位置し，最近接の 8 つのコロネン分子（重心間距離：9.6 Å）を
ロネン分子は各結晶軸の通して等方的な三次元 π
中点に位置し，最近接の8電子ネットワークを構築
つのコロネン分子（重心している．各サイトでは，間距離：9.6 Å）を通して
互いに分子面内に90°回
等方的な三次元π電子ネ転した
2 種類のコロネン
ットワークを構築してい分子が等確率で存在する
る．各サイトでは，互いに分子面（図4b）． コ内に90°回転
ロ ネ ン 分 子した2種類のコロネン分子
自体は4 回回転軸をもたが等確率で存在する（図ないが，この“merohedral
4b）．コロネン分子自体はdisorder”のために，空間4回回転軸をもたないが，群から要請される疑似的
この“merohedral disorder”
な 4 回回転軸を形成してのために，空間群から要いる．Mo6Cl142– は単位格請される疑似的な4回回
子の中心に位置し，原点転 軸 を 形 成 し て い る ． 図 4 （a）(coronene)3Mo6Cl14 の結晶構造（コロネン分子は 1 種類の配向の図4(a) (coronene)3Mo6Cl14 の結晶構造（コロネン分子は 1 種類の配2–みを示している）．赤色半透明球はコロネン
6 分子に囲まれた細孔を示にはつのコロネン分子
Mo66Cl向のみを示している）．赤色半透明球はコロネン
6 分子に囲まれ14 は単位格子の中
す，（b）
コロネン分子のmerohedral
disorder，
（
c）
(d
た
細
孔
を
示
す
，
(b)
コ
ロ
ネ
ン
分
子
の
merohedral
disorder12-coronene)
3Mo，
6Cl(c)
14 のに 心に位置し，囲まれた細孔径1
nm
原点には6つ22(d12-coronene)の 163スペクトル
K における固体
H NMR スペクトル（赤3Mo6Cl14 NMR163
Kにおける固体H（赤色実線はシミュレーションのコロネン分子に囲まれ程度のミクロ孔が存在す
色実線はシミュレーション結果）(coronene)3Mo6Cl14 の 2.0 GPa
結果），（d）(coronene)3Mo6Cl14 の 2.0，(d)GPa 静水圧下における伝導度の温た細孔径1散乱測定からnm程度のミクる．Raman
静水圧下における伝導度の温度依存性
度依存性

6

A1g モードの分裂が観測され，コロネン分子の電荷不均一状態を示唆している．
重水素化コロネン（C24D12；d12-coronene）を用いて作成した (d12-coronene)3Mo6Cl14 の 163 K での固体 2H NMR スペクトルを図 4c に示す．I = 1 核スピン由来の核四極子分裂を示唆する粉末
ロ孔が存在する．Raman散乱測定からA1gモードの分裂が観測され，コロネン分子の電荷不均一
パターンが確認された．60°フリップ運動を仮定したシミュレーション解析により，結晶中で状態を示唆している．
コロネン分子は面内回転しており，回転速度の異なる
2 つの回転種が存在することが分かった．
 重水素化コロネン（C24D12；d12-coronene）を用いて作成した(d12-coronene)3Mo6Cl14の163 Kでの
2
回転速度は
5
MHz
と
300
MHz
と見積もられ，各々の回転種はcharge-rich
ならびに charge-poor
固体 H NMRスペクトルを図4cに示す．I = 1核スピン由来の核四極子分裂を示唆する粉末パター
コロネン分子に帰属できる．Arrhenius
的挙動を仮定すると，コロネン分子は室温で約 10 GHz
ンが確認された．60°フリップ運動を仮定したシミュレーション解析により，結晶中でコロネン

分子は面内回転しており，回転速度の異なる2つの回転種が存在することが分かった．回転速度の超高速回転していることが分かった．
は5 MHzと300
MHzと見積もられ，各々の回転種はcharge-richならびにcharge-poorコロネン分子にcm–1 と比較的高い室温伝導度を示す．半導体的挙動を示(coronene)
3Mo 6Cl
14 は常圧下で 1.7 S

帰属できる．Arrhenius的挙動を仮定すると，コロネン分子は室温で約10GHzの超高速回転してすが，良導電体だと判断できる．2.0
GPa 静水圧下での伝導度測定も行ったが，金属化には成いることが分かった．
功していない（図 4d）．非整数の形式価数（+2/3）にもかかわらず金属挙動が観測されなかった (coronene)3Mo6Cl14は常圧下で1.7 S cm–1と比較的高い室温伝導度を示す．半導体的挙動を示す
理由として，有意な分子間 π-π 相互作用が存在しないことや電荷不均一状態をとることがあげが，良導電体だと判断できる．2.0 GPa静水圧下での伝導度測定も行ったが，金属化には成功しられる．
ていない（図4d）．非整数の形式価数（+2/3）にもかかわらず金属挙動が観測されなかった理由
として，有意な分子間π-π相互作用が存在しないことと電荷不均一状態にあることがあげられる．
4. コロネン陽イオンの静的 Jahn-Teller 歪みの実験的観測 [6]コロネン分子が酸化されると，Jahn-Teller
効果により HOMO（e2u）の縮退が解けて au と b3u 軌
コロネン陽イオンの静的-DKQ7HOOHU歪みの実験的観測[6]
道 に 分 裂 す る（ 図 5a）． こ の と き，
 コロネン分子が酸化されると，に 低）分子の 対 称 性 は D6h か ら D2h（eJahn-Teller効果によりHOMO
2u

下す
る．100 K に おuける3u結
晶構造の縮退が解けてaとb軌道に分データを用いて，各コロネン分子裂する（図5a）．このとき，分子の中心から外側個の炭素原子まからDの対称性はD6h122hに低下する．

100 Kにおける結晶構造データを
d（i= 1–12；図 5b）についでの距離i用いて，各コロネン分子の中心かΔdiて，それらの平均値からのズレ
di – Σdi /12）を 評 価 し た．DDA（= ら外側12個の炭素原子までの距
離di（i = 1–12；図5b）について，型 交 互 積 層 を 有 す る 中 性 CT 錯 体
それらの平均値からのズレΔdi（=各(coronene)2(F4TCNQ)（ 図 5c）で は
di – Σdi /12）を評価した．DDA型
炭 素 原 子 の Δdi に 大 き な 差 異 は な
交 互 積 層 を 有 す る 中 性 CT 錯 体
く，コロネン分子はほとんど歪ん(coronene)2(F4TCNQ)（図5c）ではでいないのに対し，
3M 6O 19
各炭素原子のΔd (coronene)に大きな差異はi（Mなく，コロネン分子はほとんど歪= MoVI, WVI）中のコロネン分子（図ん5d,e）は，DFT
で いな い 計算から構造最の に 対 し ，

適化された
(coronene)D3M
O19（M = MoVI, WVI）
2h 6対称コロネン陽イオン（中のコロネン分子（図5d,e）は，
図 5f）と 同 程 度 に 歪 ん で い る．
DFT計算から構造最適化された
この
結 果 は，(coronene)3M6O19 中 の

図 5 （a）コ ロ ネ ン 分 子 の HOMO 軌 道 の Jahn-Teller 歪 み，D2h対称コロネン陽イオン（図5f） 図 5 (a) コロネン分子の HOMO 軌道の Jahn-Teller 歪み，(b)コロネン分子が確かに酸化されてi=（b）
コロネン分子（外側12 個の炭素原子に付けた番号
コロネン分子（外側12 個の炭素原子に付けた番号
i = 1–12と同程度に歪んでいる．この結果いることを示すとともに，コロネ
は
， は，
(c)（
のc）
レのレーダーチャート周辺の番号に対応）
ー ダ ー チ ャ ー ト 周 辺 の 番 号 に 対 応 ）．
(c)
1–12
（c）
は，(coronene)3M6O19中のコロネン(coronene)(F
TCNQ)，(d)(coronene)MoO（赤色：分子A，(coronene)22(F44TCNQ)，（d）(coronene)33Mo66O1919（ 赤 色： 分 子 A，ン陽イオンの固体中での静的 Jahn分子が確かに酸化されているこ
青色：分子 B），(e) (coronene)3W6O19（赤色：分子 A，青色：
青色：分子 B），
（e）(coronene)3W6O19（赤色：分子 A，青色：
Teller 歪みを実験的に初めて観測す
分子 B），(f) DFT 計算で構造最適化されたコロネン陽イオンとを示すとともに，コロネン陽イ
B）
分子
，
（
f）
DFT
計算で構造最適化されたコロネン陽イオン（D 対称），におけるΔd のレーダーチャート（Δd についてることに成功した証左である．
オンの固体中での静的Jahn-Teller （D2h2h対称），における Δdii のレーダーチャート（Δdi iについて
は本文を参照）．最大の Δd i を示す炭素原子を i = 1 とした．
は本文を参照）．最大の Δdi を示す炭素原子を i = 1 とした．

7

図 6 (coronene)5[Ni(mnt)2]2(CH2Cl2)2 における（a）分子配列（緑色：コロネン，赤色：Ni(mnt)2），（b）
図 6 (coronene)5[Ni(mnt)2]2(CH2Cl2)2 における(a) 分子配列（緑色：コロネン，赤色：Ni(mnt)，
2）
1
DDA 交互積層内のコロネン分子と Ni(mnt)2 分子（50% 確率楕円体＠ 100 K），（c）固体 H1 NMR スペ(b) DDA 交互積層内のコロネン分子と Ni(mnt)2 分子（50%確率楕円体＠100 K），(c) 固体 H NMR
クトルの温度依存性，（d）NMR 線幅の温度依存性
スペクトルの温度依存性，(d)NMR 線幅の温度依存性

歪みを実験的に初めて観測することに成功した証左である．

図 6 (coronene)5[Ni(mnt)2]2(CH2Cl2)2 における(a) 分子配列（緑色：コロネン，赤色：Ni(mnt)2），
1(b) DDA 交互積層内のコロネン分子と5. 低温駆動する超分子ローターの開発[10]Ni(mnt)2 分子（50%確率楕円体＠100 K），(c) 固体 H NMR
スペクトルの温度依存性，(d)NMR 線幅の温度依存性
低温駆動する超分子ローターの開発
[10]
0
–
0

平面型錯陰イオン Ni(mnt)2 を用いた電解酸化により，中性 CT 錯体 (coronene )5[Ni(mnt)2 ]2––
た 電．結晶中でコロネン分子は解 酸 化 に よ り ， 中 性DDA
CT 型交互錯 体
 歪みを実験的に初めて観測することに成功した証左である．
平
型 錯（コロネンではなく
陰 イ オ ン Ni(mnt)Ni(mnt)
2 を 用2 い(CH)2 を得たが酸化）
2Cl 2面–(coronene0)5[Ni(mnt)20]2(CH．結晶中でコロネン
2Cl2)2を得た（コロネンではなくNi(mnt)2 が酸化）
積層を形成しており，π積層の横にもコロネン分子が存在する（図6a）．積層内のコロネン二量
分子はDDA型交互積層を形成しており，π積
低温駆動する超分子ローターの開発
体はring-over-bond 型重なり様式を有し，π[10]共役平面は平行ではなく 4.7° 傾いている．この抑層の横にもコロネン分子が存在する（図6a）
．
制された
100電
K解
においても面内分子回転を示唆する
酸 化 に よ り ， 中 性 CT 錯 体
 平 π-π
面 相互作用に起因して，コロネン分子は型 錯 陰 イ オ ン Ni(mnt)2– を 用 い た
積層内のコロネン二量体はring-over-bond型
00–(coronene )5[Ni(mnt)（図大きな熱揺らぎを示す
6b）．2)2を得た（コロネンではなくNi(mnt)2 が酸化）．結晶中でコロネン
2 ]2(CH
2Cl
重なり様式を有し，π共役平面は平行ではな
図分子はDDA型交互積層を形成しており，π積
6c に固体 1H NMR スペクトルの温度依存性を示す．低温では線幅が 30 kHz 以上のブロー
く4.7°傾いている．この抑制されたπ-π相互作
層の横にもコロネン分子が存在する（図6a）ドなバンドが観測されるが，昇温により約60 ．
用に起因して，コロネン分子は100 Kにおい
積層内のコロネン二量体はring-over-bond型
Kても面内分子回転を示唆する大きな熱揺ら
以上で motional narrowing に由来する線幅
重なり様式を有し，π共役平面は平行ではなの急激な減少が確認された（図 6d）．これはぎを示す（図6b）．
く4.7°傾いている．この抑制されたπ-π相互作
1
60 K まで維持されてコロネン分子の回転が 図6cに固体 H NMRスペクトルの温度依存用に起因して，コロネン分子は100 Kにおい性を示す．低温では線幅が30 線回折測定で観kHz以上のブロいることを意味しており，Xても面内分子回転を示唆する大きな熱揺らードなバンドが観測されるが，昇温により約測された大きな分子面内熱揺らぎとも合致すぎを示す（図6b）．
60 K以上でmotional
narrowingに由来する線幅
1
る．すなわち，(coronene)
5[Ni(mnt) 2] 2(CH 2Cl 2) 2
 図6cに固体 H NMRスペクトルの温度依存の急激な減少が確認された（図6d）．これは中のコロネン分子は低温でも安定に駆動する性を示す．低温では線幅が30 kHz以上のブロ
コロネン分子の回転が60 Kまで維持されて前例のないCT 型超分子ローターである．なードなバンドが観測されるが，昇温により約いることを意味しており，X線回折測定で観60 K以上でmotional narrowingに由来する線幅
お，この結晶中の中性コロネンの酸化電位測された大きな分子面内熱揺らぎとも合致の急激な減少が確認された（図6d）．これは（1.23
V vs. SCE）と中性 Ni(mnt)2 の還元電位
す
る
．
す
な
わ
ち
，
コロネン分子の回転が60Kまで維持されて
図 7 固体中のコロネン分子の 293 K における
（約
1.1
V
vs.
SCE）
は同程度であり，外場（温(coronene)5[Ni(mnt)2]2(CH2Cl2)2 中 の コ ロ ネ ンいることを意味しており，X線回折測定で観 回転速度（krot）と活性化エネルギー（Ea）の相度や圧力）印加による中性 - イオン性相転移
分子は低温でも安定に駆動する前例のない測された大きな分子面内熱揺らぎとも合致 関（▲：非 π 積層，▲：交互積層，●：分離積の発現が期待される．
層，●：コロネン単体）
CT型超分子ローターである．なお，この結晶
す
る
．
す
な
わ
ち
，
図図
7 7固体中のコロネン分子の293293
K における回
固体中のコロネン分子のK における(coronene)5[Ni(mnt)2]2(CH2Cl2)2 中 の コ ロ ネ ン 転速度（krot）と活性化エネルギー（Ea）の相関（▲：回転速度（krot）と活性化エネルギー（Ea）の相
分子は低温でも安定に駆動する前例のない 非関（▲：非π 積層，▲：交互積層，●：分離積
π 積層，▲：交互積層，●：分離積層，●：コ
層，●：コロネン単体）
CT型超分子ローターである．なお，この結晶 ロネン単体固体）8

6. コロネン分子の面内回転挙動と分子配列の相関 [10–12]
2

H NMR 測定から算出した，単体固体，6 種類の中性 CT 錯体，3 種類のイオン性 CT 錯体

中の重水素化コロネン分子の 293 K における回転速度（krot）と活性化エネルギー（Ea）の相関を
図 中の中性コロネンの酸化電位（1.237 に示す．両パラメータ間には明確な相関があり，分離積層内ではコロネンの分子回転がV vs. SCE）と中性Ni(mnt)2の還元電位（約1.1 V vs. SCE）はπ-π 相互作用をもたないコロネン分子
著しく抑制されることが分かった．逆に，隣接分子との同程度であり，外場（温度や圧力）印加による中性-イオン性相転移の発現が期待される．
（(coronene) 3TCNQ[10] における積層横のコロネン分子や，(coronene)3Mo6Cl14[9] におけるコロネ コロネン分子の面内回転挙動と分子配列の相関[10–12]ン分子）は，GHz オーダーの超高速回転を行う．つまり，コロネンという同一の回転子を用いながら，集合様式（主に分子間相互作用）によりその回転速度を 6 桁以上制御できることを明ら
 2H NMR測定から算出した，単体固体，6種類の中性CT錯体，3種類のイオン性CT錯体中の重かにした．
水素化コロネン分子の293 Kにおける回転速度（krot）と活性化エネルギー（Ea）の相関を図7に示す．両パラメータ間には明確な相関があり，分離積層内ではコロネンの分子回転が著しく抑制
れ る こ と が 分 か っ た ． 逆 に ， 隣 接 分 子 と[13,14]の π-π 相 互 作 用 を も た な い コ ロ ネ ン 分 子
7. さ
コロネン類縁分子を用いた電荷移動錯体の開発（(coronene)3TCNQ[10]における積層横のコロネン分子や，(coronene)
3Mo6Cl14[9]におけるコロネ
コロネン類縁分子は，図8a に示すようにサイズ・平面性・対称性の違いに大別できる．以下
ン分子）は，GHzオーダーの超高速回転を行う．つまり，コロネンという同一の回転子を用いなでは，「平面性」に焦点を絞り，ボウル型 PAH 分子コランニュレンならびにらせん型 PAH 分子 [6]がら，集合様式（主に分子間相互作用）によりその回転速度を6桁以上制御できることを明らか
ヘリセンと TCNQ から成る中性 CT 錯体の開発ならびに結晶構造について紹介する．
にした．
コランニュレンは，コロネンとは異なり「表裏」を持つ分子である．さらに，フラーレンやカー
ボンナノチューブとは異なり，凸曲面と凹曲面の両方が開放されている．著者らは，コランニュ
 コロネン類縁分子を用いた電荷移動錯体の開発 [13,14]
レンの両曲面における平面 π 共役分子との分子間相互作用について知見を得るために物質開発
 コロネン類縁分子は，図8aに示すようにサイズ・平面性・対称性の違いに大別できる．以下でを推進し，共昇華法により (corannulene)2TCNQ 単結晶の作成に成功した [13]．図 8b に示すよは，「平面性」に焦点を絞り，ボウル型PAH分子コランニュレンならびにらせん型PAH分子[6]ヘうに，コランニュレンのみから構成される分離積層と，コランニュレンと TCNQ が交互に並ん
リセンとTCNQから成る中性CT錯体の開発ならびに結晶構造について紹介する．
だ交互積層の 2 種類の π 積層が共存する．結晶構造データを用いた DFT 法から交互積層内の コランニュレンは，コロネンとは異なり「表裏」を持つ分子である．さらに，フラーレンやカ[TCNQ–corannulene–TCNQ]
三量体の HOMO 軌道を計算したところ，図 8c に示すように凸曲面
ーボンナノチューブとは異なり，凸曲面と凹曲面の両方が開放されている．著者らは，コランニ
TCNQ 分子でのみ HOMO 係数が観測された（LUMO 係数は凹曲面側の TCNQ 分子でのみ側のュレンの両曲面における平面π共役分子との分子間相互作用について知見を得るために物質開発

図 8 （a）コロネン類縁分子の分類，（b）(corannulene)2TCNQ の結晶構造，(c) [TCNQ–corannulene–
図 8(a) コ ロ ネ ン 類 縁 分 子 の 分 類 ， (b) (corannulene)2TCNQ の 結 晶 構 造 ， (c)TCNQ]
三量体の HOMO 軌道分布（左）HOMOとコランニュレン中心
5 員環と隣接 TCNQ
C···C
[TCNQ–corannulene–TCNQ]三量体の軌道分布(左)とコランニュレン
中心 分子間の5 員環と隣接
原子間接触
（右）
，
（d）
([6]helicene)(TCNQ)の結晶構造
TCNQ 分子間のC···C
原子間接触(右)，(d)([6]helicene)(TCNQ)の結晶構造

9観測）．これは，コランニュレン分子の中心 5 員環と凸曲面側 TCNQ 分子間の π-π 相互作用に起因しており，コランニュレン分子の表裏で CT 相互作用，すなわち電子供与能に差異がある
ことを示唆する結果を得た．
1,1,2-Trichloroethane 溶液の自然蒸発により ([6]helicene)(TCNQ) 単結晶を作成した [14]．結
晶はラセミ体であり，単斜晶系（空間群 P21/c）に属する．TCNQ 誘導体（Me2TCNQ，F2TCNQ，
F4TCNQ）との CT 錯体も全てラセミ体である．図 8d に示すように，([6]helicene)(TCNQ) 錯体
は [···(P)-[6]helicene···TCNQ···(M)-[6]helicene···TCNQ···] をユニットとする交互積層を形成しており，[6] ヘリセン分子の非平面性に起因して特異な波状の積層構造を有することを見出した．
8. おわりに本研究ノートでは，主に D6h 対称コロネンを用いた物質開発について紹介した．硫黄等のヘテロ原子を含まないために分子間相互作用が弱く，そのため多彩な積層様式を示す．しかしながら，剛直なπ共役平面を有するために，圧力印加による構造ならびに電子状態変化は鈍感であり，現在までのところ金属ならびに超伝導挙動は観測されていない．低対称コロネン類縁分子を用いて作成した同形陽イオンラジカル塩との比較により，コロネン分子の軌道縮重が固体中でもかなり保たれていることが確認できた．高い D(EF) に起因した BCS 型高 Tc 超伝導体を実現するためには，まず空間ならびに電荷状態が均一な π 積層を構築しなければならない．
軌道が縮退した唯一の分子性超伝導体である A3C60（A：アルカリ金属）に比べ，大気に安定で，単結晶育成が可能なコロネン陽イオンラジカル塩は，対陰イオンの選択肢も豊富であり，今後も合目的的な陰イオン種開発も包含した物質設計・開発を推進していきたいと考えている．
謝辞
本研究ノートで紹介した内容の大半は，著者が名城大学に在籍（平成 21–28 年度）していた期間での成果であり，研究の推進にあたっては，岸田英夫先生，中村優斗先生，清水康弘先生（名古屋大学），前里光彦先生，矢持秀起先生，大塚晃弘先生，中野義明先生（京都大学），水野元
博先生（金沢大学），武田定先生（北海道大学），是常隆先生（東北大学），坂田雅文先生（大阪大学），齋藤軍治先生（名城大学，京都大学）をはじめとする多くの方々のご協力をいただきました．また，本研究は科研費基盤研究（B）「コロネンを用いたエキゾチック分子集合体の開拓」（平
成 25–27 年度）ならびに科研費基盤研究（B）「軌道縮重系多環芳香族炭化水素分子を利用した高次機能性分子集合体の創成」（平成 28–30 年度）の援助のもと行われました．この場を借りて厚く御礼申し上げます．
参 考 文 献[1] H. Akamatu, H. Inokuchi, Y. Matsunaga, Nature, 173, 168 (1954).
[2] D. Graf et al., Europhys. Lett., 85, 27009 (2009).
[3] R. Breslow, Pure Appl. Chem., 54, 927 (1982).
[4] H. M. McConnell, Proc. Robert A. Welch Found. Conf. Chem. Res., 11, 144 (1967).
[5] Y. Yoshida et al., J. Phys.: Condens. Matter, 28, 304001 (2016).
[6] Y. Yoshida et al., Chem. Eur. J., 22, 6023 (2016).
[7] Y. Yoshida et al., Mater. Chem. Front., 2, 1165 (2018).
[8] Y. Yoshida et al., Cryst. Growth Des., 16, 5994 (2016).

10[9] Y. Yoshida et al., Eur. J. Inorg. Chem., 2014, 3871 (2014).
[10] Y. Yoshida et al., Chem. Eur. J., 19, 12313 (2013).
[11] Y. Yoshida et al., Cryst. Growth Des., 15, 1389 (2015).
[12] Y. Yoshida et al., Cryst. Growth Des., 15, 5513 (2015).
[13] Y. Yoshida et al., Chem. Lett., 44, 709 (2015).
[14] Y. Yoshida et al., CrystEngComm, 19, 3626 (2017).

著者略歴

吉田 幸大（Yukihiro Yoshida）
京都大学 大学院理学研究科 特定准教授［略歴］
2001 年に京都大学大学院理学研究科化学専攻にて博士号（理学）を取得．
京都大学，仏レンヌ第 1 大学，名城大学での博士研究員を経て，2009
年より名城大学助教．2018 年より現職

11



FeGeナノ粒子中に捕捉されたskyrmionの実空間観察
FeGe
ナノ粒子中に捕捉された skyrmion の実空間観察
Real-space observation of skyrmions confined in FeGe nanoparticles
Real-space observation of skyrmions confined in FeGe nanoparticles



新津甲大1,2
1
1,2
京都大学大学院工学研究科，2新津甲大
理化学研究所創発物性科学研究センター
1,2
1
2K. Niitsu
1
京都大学大学院工学研究科，理化学研究所創発物性科学研究センター
Department of Materials Scienceand Engineering, Kyoto University
1,2
2
NiitsuCenter for Emergent K.
MatterScience (CEMS), RIKEN
1
Department of Materials Science and Engineering, Kyoto University
Magnetic 2 skyrmion
an exotic
vortex-likeCenter forisEmergent
MatterSciencemagnetic(CEMS),structure
RIKEN stabilized by the

Dzyaloshinskii-Moriya interaction in chiral-lattice helimagnets. This magnetic-phase object is one of themost favored products with an extremely low critical current density for driving their motion and have
Magnetic
exotic vortex-likemagnetic
structure stabilized
by theimaging
Dzyaloshinskii-Moriya
recently
beenskyrmion
captured isinanassociation
with significant
advancements
in magnetic
techniques. On
interactioninchiral-latticehelimagnets.
Thismagnetic-phaseobject
is
one
of
the
most
favoredproductswith anthe other hand, their intrinsic stability in three-dimensions remains elusive due to technical difficulties.
extremely low criticalcurrent density
for driving their motion
haveunderstood,
recently beenwhile
capturedassociation
Consequently,
their robustness
in three-dimensions
is notandfully
theyin have
been
with
significant
advancementsinmagnetic
imagingtechniques.
On
the
other
hand,
their
intrinsic
stability
intensively studied in two- and one-dimensions. In this study, we identify the topologically non-trivial
in three-dimensions
remains
elusive due totechnical
difficulties.
their robustness
in threemagnetic
structures inskyrmion-hostingFeGenanoparticles
via Consequently,
tomographic electron
holography.
Theelectronholographyobservations
hold anexclusiveadvantagein visualizing
dimensions
is not fully
understood, fromwhilemultiple
they haveprojections
been intensively
studiedin twoand one-dimensions.
Inthree-dimensionalforms
ofmagnetic
structuresconfinedinnanoparticles.
this study, we identify the topologically non-trivial magnetic structures in skyrmion-hosting FeGe nanoparticles
via tomographic electron holography. The electron holography observations from multiple projections hold anはじめに
exclusive advantage in visualizing three-dimensional forms of magnetic structures confined in nanoparticles.

 スキルミオン（スカーミオン，Skyrmion）は場の理論における位相欠陥の一種であり，トポロ
ジーの概念の下に安定化した渦構造である．そのモデルは1962年，Skyrmeによって提案された[1]が，スピンの位相におけるスキルミオン（磁気スキルミオン）の実験的観測に成功したのはごく
1. はじめに近年のことである[2,3]．スキルミオン安定化の物理的機構についての詳細は割愛するが，ごく簡
スキルミオン（スカーミオン，Skyrmion）は場の理論における位相欠陥の一種であり，トポロ
単にはDzyaloshinskii-Moriya(DM)相互作用[4,5]による長周期らせん磁性（図1a）の並進ベクトルがジーの概念の下に安定化した渦構造である．そのモデルは 1962 年，Skyrme によって提案され複数交わる，言わば複数の位相が揃った状態がスキルミオン構造（図1b）となりうる．図1bからた [1] が，スピンの位相におけるスキルミオン（磁気スキルミオン）の実験的観測に成功したの分かるようにこのスキルミオンは面直方向に異方性を持たない円柱状の構造をしており，二次元
はごく近年のことである [2,3]．スキルミオン安定化の物理的機構についての詳細は割愛するが，薄膜や一次元(的)線材内でより安定に存在することができる．スキルミオンの優れた熱的安定性
ごく簡単には Dzyaloshinskii-Moriya(DM) 相互作用 [4,5]基[7]や極めて小さい駆動電流[8]などが見いだされて以来，による長周期らせん磁性（図 1a）の並進ベクトルが複礎・応用の両面から盛んに研究されており，現在までに数交わる，言わば複数の位相が揃った状態がスキルミ
様々ならせん度・渦度を持つスキルミオン[9-12]や，その亜種構造ともいえるHedgehog[13]やMeron[14]などが次々オン構造（図 1b）となりうる．図 1b から分かるようにに発見されている．
このスキルミオンは面直方向に異方性を持たない円柱
 スキルミオンはその特徴的な構造異方性のため，同じ物状の構造をしており，二次元薄膜や一次元（的）線材内質であっても試料形状に応じて安定性が全く異なってくでより安定に存在することができる．スキルミオンのる．特にバルク内ではスキルミオン相は極めて限定的な温優れた熱的安定性 [7] や極めて小さい駆動電流 [8] な度・磁場下でのみ安定であり，無磁場下や基底状態で安定どが見いだされて以来，基礎・応用の両面から盛んに化させる物質は現在まで見つかっていない．加えて複雑形研究されており，現在までに様々ならせん度・渦度を状の試料内での磁気構造を三次元的に把握することは技持つスキルミオン [9-12] や，その亜種構造ともいえる
術的に困難であるため，これまでの研究は薄膜やナノワイ
ヤーを対象としたものがほとんどであった．三次元的に等Hedgehog[13] や Meron[14] などが次々に発見されてい1.(a)らせん磁性および(b)スキル
図図
1. （a）
らせん磁性および（b）スキル
方的な試料中では，三次元の形状異方性，スキルミオンのる．
ミオン(Bloch 型)のスピン構造[6]ミオン（Bloch 型）のスピン構造 [6]12構造異方性，らせん磁性の並進ベクトルという三つの異なる次元の異方性が競合することから，
スキルミオンはその特徴的な構造異方性のため，同じ物質であっても試料形状に応じて安定安定化される磁区構造には粒子サイズや物質によって多様な選択が許される．
性が全く異なってくる．特にバルク内ではスキルミオン相は極めて限定的な温度・磁場下での筆者らは近年，電子線ホログラフィーを用い，複数視野からトモグラフィー的に観察すること
み安定であり，無磁場下や基底状態で安定化させる物質は現在まで見つかっていない．加えてによりSkyrmion相を平衡相に有する物質であるB20型FeGe[15]の四面体ナノ粒子内の磁気構造を
複雑形状の試料内での磁気構造を三次元的に把握することは技術的に困難であるため，これま可視化し，無磁場状態で捕捉されたスキルミオンを観察することに成功したので本稿にて報告す
での研究は薄膜やナノワイヤーを対象としたものがほとんどであった．三次元的に等方的な試る．電子線ホログラフィーという技術はまだまだ知名度が低く馴染みのない読者が多いと思われ料中では，三次元の形状異方性，スキルミオンの構造異方性，らせん磁性の並進ベクトルといるが，電磁場分布・歪分布を実空間で可視化する技術のため，磁性や超伝導の分野で強力な研究ツールとなりうる．本稿を読んで興味を持っていただけたら幸いである．
う 3 つの異なる次元の異方性が競合することから，安定化される磁区構造には粒子サイズや物質によって多様な選択が許される．
電子線ホログラフィー
筆者らは近年，電子線ホログラフィーを用い，複数視野からトモグラフィー的に観察するこ
電子線ホログラフィー法とは，透過型電子顕微法（TEM）の一種である．近年発展の目覚ましとにより
Skyrmion 相を平衡相に有する物質である B20 型 FeGe[15] の四面体ナノ粒子内の磁気い走査透過型電子顕微法（STEM）が電子線のプローブ性（分解能）に指向したものであるのに対構造を可視化し，無磁場状態で捕捉されたスキルミオンを観察することに成功したので本稿にし，電子線ホログラフィーは電子の『波』としての性質を活用した技術である．TEM鏡筒内を横て報告する．電子線ホログラフィーという技術はまだまだ知名度が低く馴染みのない読者が多貫するバイプリズムに電圧をかけることで電子波を偏向させ重畳もしくは分離させる．複数のバいと思われるが，電磁場分布・歪分布を実空間で可視化する技術のため，磁性や超伝導の分野
イプリズムを駆使することで所望の試料領域や真空領域を透過した電子波を干渉させ，ホログラ
で強力な研究ツールとなりうる．本稿を読んで興味を持っていただけたら幸いである．
ム（図2a）を得る．ホログラムの縞間隔の変調は２領域間で透過した電子波の位相差についての情報を有しており，位相再生することでこれを可視化することができる．一般的には一方の領域
2. 電子線ホログラフィー
を真空領域（すなわち位相変化0）とし，もう一方の領域を試料の目的視野とすることで試料を透過した電子波の位相変化を可視化する手法が広く用いられている．この時，電子波の位相差
は次電子線ホログラフィー法とは，透過型電子顕微法（TEM）の一種である．近年発展の目覚まし式で表される．
い走査透過型電子顕微法（STEM）が電子線のプローブ性（分解能）に指向したものであるのに対e
し，電子線ホログラフィーは電子の鏡筒内を横C としての性質を活用した技術である．TEM
V dz 
B dSdz

『波』
E



0



S

貫するバイプリズムに電圧をかけることで電子波を偏向させ重畳もしくは分離させる．複数の
ここでCE, V0, e, ℏ , BSはそれぞれ定数，内部ポテンシャル，電荷素量，ディラック定数，x-y面内
バイプリズムを駆使することで所望の試料領域や真空領域を透過した電子波を干渉させ，ホロ
磁束密度であり，電子入射方向をz方向としている．右辺第一項は結晶自体が持つ内部ポテンシャ
グラム（図 2a）を得る．ホログラムの縞間隔の変調は 2 領域間で透過した電子波の位相差についルによる位相変化であり，第二項は面内磁化による位相変化である．したがって非磁性もしくはての情報を有しており，位相再生するこ
常磁性状態の導体では第二項の寄与は無く，とでこれを可視化することができる．一試料内のV0が均一であると仮定すれば第一項
般的には一方の領域を真空領域（すなわによる分布はz方向の透過厚さの分布と定性
ち位相変化 0）とし，もう一方の領域を試的に一致する．
また磁気転移点(TC：FeGeでは
280
K[15])以下での面内磁束分布を見たい場
料の目的視野とすることで試料を透過し合は，TC以下と以上の温度で分布をそれぞれた電子波の位相変化を可視化する手法が再生（図2b,c）し，両者を差し引けば第二項
広く用いられている．この時，電子波のの成分のみが可視化される（図2d,e）（第一位相差φは次式で表される．
項の温度依存性は概して非常に小さい）．
なお，磁束分布を可視化する手法としてはLorentz TEM法がより一般的であるが，本研究で対象とするような複雑形状の試料を観察対
ここで CE, V0, e, ℏ, BS はそれぞれ定数，
象とする場合，強烈なフレネルコントラスト

が磁気コントラストに重畳する（図2f,g）た
内部ポテンシャル，電荷素量，ディラッ
め，磁気情報を正確に抽出することは困難で
ク定数，x-y 面内磁束密度であり，電子入ある．電子線ホログラフィー法でも試料端部
射方向を z 方向としている．右辺第一項
2.(a)10 K での四面体粒子のホログラム像．(b)10など透過厚さが急激に変化する場所では位相 図図
2. （a）10 K での四面体粒子のホログラム像．
（b）10は結晶自体が持つ内部ポテンシャルによおよび(c)280 K での位相再生像．(b),(c)の(d)差再生や画像の差し引きがうまくいかず，アー K K
および（c）280 K での位相再生像．
（b）
（c）
,
の（d）差
る位相変化であり，第二項は面内磁化に分像と(e)その∇マップ．同視野にて 10 K で得たよる位相変化である．したがって非磁性分像と（e）
その∇φマップ．
同視野にて
K で得た
（f）
(f)over
focus
および(g)underfocus での10Lorentz
像．
over focus および（g）under focus での Lorentz 像．

13

もしくは常磁性状態の導体では第二項の寄与は無く，試料内の V0 が均一であると仮定すれば第一項によるφ分布は z 方向の透過厚さの分布と定性的に一致する．また磁気転移点（TC：FeGe
では 280 K[15]）以下での面内磁束分布を見たい場合は，TC 以下と以上の温度で φ 分布をそれぞれ再生（図 2b,c）し，両者を差し引けば第二項の成分のみが可視化される（図 2d,e）（第一項の温度依存性は概して非常に小さい）．
なお，磁束分布を可視化する手法としては Lorentz TEM 法がより一般的であるが，本研究で対象とするような複雑形状の試料を観察対象とする場合，強烈なフレネルコントラストが磁気
コントラストに重畳する（図 2f,g）ため，磁気情報を正確に抽出することは困難である．電子線
ティファクトや第一項の残渣が残ることがあり注意が必要である（図2d,e右下部）．
－

ホログラフィー法でも試料端部など透過厚さが急激に変化する場所では位相再生や画像の差し
本研究では300kV-TEM (HF-3300S)と液体He冷却ホルダーを用い10 K ~ 300 Kの温度にて[010],－－－（図
引きがうまくいかず，アーティファクトや第一項の残渣が残ることがあり注意が必要である[011], [001]の3方向からホログラフィー観察を行った．干渉光学条件はダブルバイプリズム法[16]

2d,e
右下部）．
に基づき設計した．磁束由来の位相変化は内部ポテンシャルによる位相変化に対して非常に小さ
本研究では 300kV-TEM (HF-3300S) と液体 He 冷却ホルダーを用い 10 K ～ 300 K の温度にてい（概ね5%以下）ため，十分な位相定量精度・分解能を担保するため各照射条件化で10
sec/frame－－－－の露光条件で10枚以上のホログラムを取得し，それぞれを位相再生した後重ね合わせることでS/N
0], [011], [001] の 3 方向からホログラフィー観察を行った．干渉光学条件はダブルバイプリ[01
比の十分大きい位相像を得ている．
ズム法[16] に基づき設計した．磁束由来の位相変化は内部ポテンシャルによる位相変化に対して非常に小さい（概ね 5% 以下）ため，十分な位相定量精度・分解能を担保するため各照射条件
試料形状と結晶構造の決定
化で 10 sec/frame の露光条件で 10 枚以上のホログラムを取得し，それぞれを位相再生した後重
化学気相輸送（Chemical
Vapour Transport：CVT）法により100 nm ~ 1mmのサイズのFeGe粒子をね合わせることでS/N 比の十分大きい位相像を得ている．
合成した[17]．そのSEM像（図3a）およびTEM像（図3c-e）から分かる通り，粒子は対称性の高い四面体形状を呈しており，稜辺には10~20 nm程度の厚さの非晶質層を有している．様々なサイズ
3. 試料形状と結晶構造の決定の四面体粒子をピックアッププローブ先端に担持させ（図3b），室温にて複数方位から像観察（図
化学気相輸送（Chemical Vapour Transport：CVT）法により 100 nm ～ 1mm のサイズの FeGe 粒子を
3c-e），電子線ホログラフィー観察（図2f-h），ナノビーム電子回折（図3i-k）を行った．その結合成した[17]．その SEM 像（図 3a）および TEM 像（図 3c-e）から分かる通り，粒子は対称性の高い果，結晶構造はB20型であり，{111}面が四面体のファセットとなっていることが分かった．
四面体形状を呈しており，稜辺には 10 ～ 20 nm 程度の厚さの非晶質層を有している．様々なサイズ

㻙－
図 3.(a,b)CVT 法により合成された FeGe 四面体粒子の走査型電子顕微鏡(SEM)像．[010]方位から得た
図 3. （a, b）CVT 法により合成された FeGe 四面体粒子の走査型電子顕微鏡（SEM）像．[010] 方- ・・(c)TEM 像，(f)位相再生像，(i)ナノビーム回折像．[110]方位から得た(d)TEM
像，(g)位相再生像，(j)位から得た（c）TEM- 像，
位相再生像，（i）ナノビーム回折像．[110] 方位から得た（d）TEM 像，- - （f）
・・・ 像，(h)位相再生像，(k)ナノビーム回折像．(f-h)ではナノビーム回折像．[111]方位から得た(e)TEM（g）位相再生像，（j）ナノビーム回折像．[111] 方位から得た（e）TEM 像，（h）位相再生像，（k）ナ
位相を cos()の形式で表示している．図 2f-h は常磁性状態での位相変化をマップしたものであるた
ノビーム回折像．
（f-h）では位相φを cos(φ) の形式で表示している．図 2f-h は常磁性状態でのめ透過厚さのマップと定性的に一致する[18]．
位相変化をマップしたものであるため透過厚さのマップと定性的に一致する [18]．

四面体粒子内の磁気構造
14

の四面体粒子をピックアッププローブ先端に担持させ（図 3b），室温にて複数方位から像観察（図3c-e），電子線ホログラフィー観察（図 2f-h），ナノビーム電子回折（図 3i-k）を行った．その結果，結晶構造は B20 型であり，{111} 面が四面体のファセットとなっていることが分かった．
4. 四面体粒子内の磁気構造
－

－－

－

粒子サイズ 145 nm の四面体粒子の [0110], [011], [001] 投影での TEM 像と 10 K における磁気－位相像をそれぞれ図 4a-c, d-f に示す．[010] 方向から見ると反時計回りに巻いた渦状構造が確認できる．同様の FeGe 四面体粒子（サイズ 205 nm）に対し Micromagnetic シミュレーションを行った結果を図 4g-i に示す．このシミュレーションには MuMax3 コード [19] を用い，得られた三次元磁化分布を画像シミュレーション（ELFIN/ELF-MAGIC コード [20]）にモデルとして組み込み，
－

－－

－

[010], [011], [001] から電子が透過した際の磁気由来の位相変化を要素積分法により計算し画像化している．
－

シミュレーション像についても [010] 方向からの投影において，C 形状のドメインがあるものの，実験同様に反時計回りの渦状構造が確認された．また他の方位での結果も実験結果の特徴－をよく再現している．
（ただし [010] 以外の方位では C 形状ドメインの磁束成分が重畳してくる－

ため完全には一致しない．）より詳細な磁束分布を見るため，[010] 投影での（101）面内成分，および面直成分の磁束分布を図 4j, k にそれぞれ示す．面内渦状構造を跨いで面直成分の磁化方向は逆転しており，スキルミオンの特徴を備えていることが見て取れる．なお，実験条件と同じ
粒子サイズ 145 nm ではスキルミオンは最安定構造ではなかった．スキルミオンを基底状態で安定化させる粒子サイズには実験とシミュレーションで若干の差異があったが，これはシミュレー
ション条件に三次元の表面異方性による静磁エネルギーへの影響を正しく組み込めていないことによると考えられる．

－

－－

－

－
－－
－
図 4.
4. 粒子サイズ
粒子サイズ145
145nm
nmの
の[01
0],[01[01[001]投影での(a-c)TEM
図[010],
11],],[001] 投影での（a-c）TEM 像と(d-f)10
像と（d-f）10KKにおける磁気位相像．
における磁気位相像．
(g-i)粒子サイズ 205 nm の Micromagnetic シミュレーションによって得られた同方位からの磁気位相（g-i）粒子サイズ 205 nm の Micromagnetic
シミュレーションによって得られた同方位からの磁気位－－像．シミュレーション結果における[010]投影での(j)(101)面内磁束分布と(k)面直磁束分布[18]．
相像．シミュレーション結果における [010] 投影での（j）（101）面内磁束分布と（k）面直磁束分布 [18]．

－

－－

－

粒子サイズ145 nmの四面体粒子の[010], [011], [001]投影でのTEM像と10 Kにおける磁気位相像－をそれぞれ図4a-c, d-fに示す．[010]方向から見ると反時計回りに巻いた渦状構造が確認できる．同様のFeGe四面体粒子（サイズ205 nm）に対しMicromagneticシミュレーションを行った結果を図4g-iに示す．このシミュレーションにはMuMax3コード[19]を用い，得られた三次元磁化分布を画像シ

15

－をそれぞれ図4a-c, d-fに示す．[010]方向から見ると反時計回りに巻いた渦状構造が確認できる．同様のFeGe四面体粒子（サイズ205 nm）に対しMicromagneticシミュレーションを行った結果を図4g-iに示す．このシミュレーションにはMuMax3コード[19]を用い，得られた三次元磁化分布を画像シ
ミ ュ レ ー シ ョ ン
同 様 に し て 粒 子 サ イ ズ 185 nmに（ELFIN/ELF-MAGICコード[20]）
－
－－
－－
－
－
の四面体粒子の[010], [011],0],[001[011] ],
モデルとして組み込み，[01－投影で10 K における磁気位相像[001 ]から電子が透過した際の磁気と粒子サイズ
261 nm の四面体粒
由来の位相変化を要素積分法によ子の Micromagnetic シ ミ ュ レ ー
り計算し画像化している．
ションによる磁気位相像それぞれ
シミュレーション像についても[0－図5a-c, d-f に示す．サイズこそ違10]方向からの投影において，C形状
うものの，いずれの投影においてのドメインがあるものの，実験同様に反時計回りの渦状構造が確認さも実験とシミュレーションで極れた．また他の方位での結果も実験
めてよく再現されており，3つの結果の特徴をよく再現している．
Closure domain が 確 認 さ れ る． シ－

（ただし[010]以外の方位ではC形状
ミュレーション結果を三次元的にドメインの磁束成分が重畳してく再構築した画像（図 5g）より (110)るため完全には一致しない．）より
面内で渦巻く 3 つのスキルミオン－
詳細な磁束分布を見るため，[01が共存していることが分かる． 0]
投影での(101)面内成分，および面直
こ こ ま で の 結 果 よ り，200 nm
成分の磁束分布を図4j,kにそれぞれを下回る粒子サイズではスキルミ
示す．面内渦状構造を跨いで面直成オン状態が安定化されることがわ
分の磁化方向は逆転しており，スキ
かった．これは無磁場・極低温で

－
－

－－
－－

－
－

(a-c) 粒子サイズ
粒子サイズ 185 nm
nm の
の[01
1],
図図5.5.（a-c）[010],
0], [01[011
1],[001[001]投影での] 投影での10Kにおける磁気位相像と(d-f)
粒子サイズ
261
nmnm
のの
10 K に お け る 磁 気 位 相 像 と（d-f）粒 子 サ イ ズ 261
Micromagnetic シミュレーションによって得られた同方位か
Micromagnetic シミュレーションによって得られた同方位かららの磁気位相像．(g)シミュレーション結果の三次元像[18]．
の磁気位相像．
（g）シミュレーション結果の三次元像 [18]．

の FeGe の 安 定 磁 気 構 造 が 薄 膜・バルク問わずらせん磁性（らせん波長～ 70 nm[15]）であるという報告と異なっており，三次元の形状異方性がスキルミオンを有意に安定化させていることを示唆している．本稿では紙面の都合で割愛するが，より小さい粒子サイズではスキルミオンを収容することができず，並進ベク
トルが異なる 4 つの <111> 方向を向いたマルチドメイン状態になっていると思われる観察結果を得ている．さらに小さくなると最終的には長周期磁気秩序を保つことができず超常磁性状態になると思われる．
一方で，らせん波長に対し粒子サイズが十分に大きくなってくると本来安定であるはずの磁気構造がエネルギー的に優位になってくる．200 nm を超える粒子サイズにおける観察結果を図6 に示す．いずれの粒子サイズにおいても 1 つまたは複数の投影条件にてらせん磁性を示唆する
ストライプ状の組織が見えるのに対し，スキルミオン様の渦状構造は確認できない．これらの→観察結果を再現しうる磁気構造を特定するため，<100>, <110>, <111> の様々な並進ベクトル q－－－（等価なものを除くと 13 通り）を持つらせん磁性のモデルを構築し，それぞれに対し [010], [011],－[001] 投影での磁気位相像を計算した（図 7）．
粒子サイズ 255 nm（図 6g-i）および 300 nm（図 6j-l）の観察結果はシミュレーション結果の図7c1-c3 および図 7l1-l3 と一貫して類似していることから，両粒子内の磁気構造は確かにらせん→－

磁性であり，その q は [001], [111] であることが分かる．また粒子サイズ 210 nm, 235 nm の結果についてはそれぞれ図 6a が図 7b1 と，図 6e が図 7l2 と似た特徴を有していることが分かる．す→べての投影条件でよく再現できていないのは，q が一様に一定の方向を向いていないためと考え→られる．実際に粒子サイズがらせん波長の 2~3 倍程度と十分に大きくない場合，q が蛇行したよ
うなイレギュラーならせん磁性が現れることを Micromagnetic シミュレーションでも確認してい16

そのqは[001], [111]であることが分かる．また粒子サイズ210 nm, 235 nmの結果についてはそれぞれ図6aが図7b1と，図6eが図7l2と似た特徴を有していることが分かる．すべての投影条件でよく再れ図6aが図7b1と，図6eが図7l2と似た特徴を有していることが分かる．
すべての投影条件でよく再→→ が一様に一定の方向を向いていないためと考えられる．実際に粒子サイズ
現できていないのは，q現できていないのは，qが一様に一定の方向を向いていないためと考えられる．実際に粒子サイズ→→ が蛇行したようなイレギュラーならせん磁がらせん波長の2~3倍程度と十分に大きくない場合，qがらせん波長の2~3倍程度と十分に大きくない場合，qが蛇行したようなイレギュラーならせん磁

－
－

－－
－－

－
－

－ 0],
－－
－ ]投影での
210～~ 300
300 nmnm サイズの粒子におけるサイズの粒子における[0111],],[001図図6.6.210[010],[01[01[001] 投影での1010KKにおける磁気位相像[18]．
における磁気位相像 [18]．
図 6. 210 ~ 300 nm サイズの粒子における[010], [011], [001]投影での 10 K における磁気位相像[18]．

→

－

－－

－

→ を持つらせん磁性の[01
－－
－－
－
－－
図 7. 250 nm サイズの粒子における様々なq0], [011－], [001]投影での磁気位相像[18]．
→250nm
nm サイズの粒子における様々なサイズの粒子における様々なqqを持つらせん磁性の[010],図図7.7.250を持つらせん磁性の [010],[01[0111],],[001[001]投影での磁気位相像[18]．
] 投影での磁気位相像 [18]．

→る．他方で粒子サイズが十分大きく（255 nm 以上）なると q=<111> 以外の状態は観察されず，バ
ルクでの最安定構造と一致する結果が得られた．
5. まとめ四面体粒子という三次元的な形状異方性の下で安定化されたスキルミオン・らせん磁性の実空間観察について紹介した．四面体粒子内では，二次元・一次元（的）構造体内でのスキルミオ
ンとは全く異なる安定性を有することが分かった．
従来，バルクはもとよりこのような複雑形状体内の磁気構造の可視化は困難とされてきた．
電子線ホログラフィー法においても電子波が入射方向の磁束変化には不感であることから三次元的な磁束分布の解析はそのままでは不可能であるが，今回，多方向からの投影とシミュレー
ション結果との整合性から三次元構造を決定することが可能となった．本稿で紹介したスキル
ミオン・らせん磁性に限らず，三次元的な形状異方性下での磁区構造についてはまだ多分に研17

究の余地があると思われる．今後のさらなる技術的・学術的な展開を期待する．
謝辞
本研究の一部は，科研費補助金（若手研究（B））および村田学術振興財団の研究助成により支援されている．本研究は理化学研究所創発物性科学研究センターの十倉好紀センター長，于秀珍チームリーダー，進藤大輔チームリーダー，ニューハンプシャー大学の J. Zang 助教，A. C.
Booth 博士，中国科学院の Y. Liu 博士，ウィスコンシン－マディソン大学の S. Jin 教授，M. J.
Stolt 博士，N. Mathur 博士との共同研究である．
参考文献[1] T. Skyrme, Nuc. Phys. 31, 556 (1962).
[2] S. Muhlbauer, et al. Science 323, 915 (2009).
[3] X. Z. Yu, et al. Nature 465, 901 (2010).
[4] I. E. Dzyaloshinskii, Sov. Phys. JETP 5, 1259 (1957).
[5] T. Moriya, Phys. Rev. 120, 91 (1960).
[6] Spirit - Atomistic Spin Code: https://spirit-code.github.io/index.html[7] Y. Tokunaga, et al. Nat. Commun. 6, 7638 (2015).
[8] X. Z. Yu, et al. Nat. Commun. 3, 988 (2012).
[9] I. Kézsmárki, et al. Nat. Mater. 14, 1116 (2015).
[10] K. Shibata, et al. Nat. Nanotechnol. 8, 723 (2016).
[11] D. Morikawa, et al. Phys. Rev. B 88, 024408 (2013).
[12] A. K. Nayak, et al. Nature 548, 561 (2017).
[13] N. Kanazawa, et al. Phys. Rev. Lett. 106, 156603 (2011).
[14] X. Z. Yu, et al. Nature 564, 95 (2018).
[15] X. Z. Yu, et al. Nat. Mater. 10, 106 (2011).
[16] K. Harada, et al. Appk. Phys. Lett. 84, 3229 (2004).
[17] M. J. Stolt, et al. Nano Lett. 17, 508 (2017)[18] K. Niitsu, et al. submitted.
[19] A. Vansteenkiste, et al. AIP Adv. 4, 107133 (2014).
[20] http://www.elf.co.jp/
著者略歴

新津

甲大（Niitsu Kodai）

2014 年 4 月
理化学研究所創発物性科学研究センター

特別研究員

2017 年 10 月（現職）京都大学大学院工学研究科

助教

理化学研究所創発物性科学研究センター

18

客員研究員

サ

ロ

ン

Boltzmann 定数の歴史
History of the Boltzmann constant
多田康平 1,2
1
京都大学 大学院工学研究科 附属桂インテックセンター，
2
京都大学 環境安全保健機構 低温物質管理部門
Kohei Tada1,2
1
Katsura Int’tech Center, Graduate School of Engineering, Kyoto University;
2
Division for Low Temperature and Materials Sciences,
Agency for Health, Safety and Environment, Kyoto University.
On 20th May 2019, the revision of the International System of Units (SI) becomes effective. For thethermodynamic temperature, which is one of the most important physical quantities in low temperature physics
and materials sciences, the new definition is given by means of the Boltzmann constant as a defined value: k =1.380 649 J K-1. In this article, the history of the Boltzmann constant leading to this defined value is described.

1. はじめに2019 年 5 月 20 日に，SI 単位系の大規模な定義改定が実施される．この定義改定の 1 番の目
玉は質量の単位キログラムの改定で，1889 年から 130 年間キログラムの基準とされてきた国際キログラム原器が廃止され，Planck 定数をキログラムの新たな基準とすることとなった．また，Avogadro 定数を定義値とすることも大きな変革である．熱力学温度はとくに物性科学や低温物理学の分野では最も重要な基礎物理量のひとつであり，今回の定義改定で熱力学温度の単位ケルビンも改定されることとなった．これまでは水の三重点の温度 Ttpw = 273.16 K を基準としてケルビンが定義されていたが，今後は定義値とされた Boltzmann 定数でケルビンを定義することとなった．この定義改定に際して Boltzmann 定数は不確かさを持たない量として k = 1.380
649 × 10-23 J K-1 という値に定められたのであるが，本稿では，この値に至るまでの歴史について種々の文献を通じて調べたので紹介する．
2. Boltzmann 定数の歴史
Boltzmann は 1877 年に発表した論文 [1] で熱力学第二法則に確率的解釈を与え，エントロ
ピーを統計的に説明したのであったが，この論文中にはまだ今日よく知られているような
microscopic な定数は姿を現してはいない．今日 Boltzmann 定数と呼ばれる物理定数の数値をあらわに計算したのは Planck [2] が最初であった．Planck は黒体輻射についてのこの論文の中で，Planck 定数を h = 6.55 × 10-34 J s，Boltzmann 定数を k = 1.346 × 10-23 J K-1 と報告した．ここで驚くべきこととしては，約 120 年前から Boltzmann 定数を表す記号として一貫して「k」が用いられていること，また，Planck の計算した数値と現在の数値とのずれがわずか 2.5% であること

19

が挙げられる．ただし，Planck の論文 [2, 3] の中ではこの定数を物理学者 Boltzmann とあらわに結びつけているようには見えず，単に“Naturconstanten”（物理定数）や“Strahlungsconstanten”（輻射定数）などと呼んでいる．表 1 には，1901 年の Planck の報告以降の Boltzmann 定数の数
値の変遷をまとめている．
こ の「k」で 表 さ れ る 定 数 に Boltzmann の 名 前 を 冠 し た の は Millikan が 最 初 の ようで あ る．
Millikan は，油滴の実験から電気素量と Avogadro 数を決定した 1913 年の論文 [4] の中で，k =これを“the Boltzmann entropy constant defined by S = k log W”
1.372(2) × 10-23 J K-1 なる定数を報告し，や“constant of the entropy equation”と呼んだ．なお，この論文では Avogadro 数は N A = 6.062(12) ×
1023 mol-1 と報告されている．Boltzmann 定数は分子 1 個あたりの気体定数と考えることができるか
ら，これらの k および NA の値を用いるとモル気体定数は R = kNA = 8.32(3) J mol-1 K-1 と計算することができる．このように，Boltzmann 定数・モル気体定数・Avogadro 定数の間には密接な関わりがあるため，表 1 にはモル気体定数および Avogadro 定数の数値の変遷も併せてまとめることとした．
Millikan は油滴の実験の論文を 1911 年にも発表している [5]．この論文では Boltzmann 定数
k はあらわには報告されていないが，k の 3/2 倍に相当する“the constant of molecular energy”は2.106 × 10-23 J K-1 と報告されており，この値から k = 1.404 × 10-23 J K-1 と計算することができる．
また，Avogadro 数が NA = 5.922 × 1023 mol-1 と報告されていることから，モル気体定数は R = 8.314
J mol-1 K-1 と計算できる．Brown 運動から Avogadro 定数の決定を試みた Perrin の論文 [6] では，Avogadro 定数を NA = 7.05 × 1023 mol-1，Boltzmann 定数の 3/2 倍に相当する“la constante d’énergie
moléculaire”（“the constant of molecular energy”）を 1.77 × 10-23 J K-1 と 報 告 し た． こ の 値 か らBoltzmann 定数は k = 1.18 × 10-23 J K-1 と計算される．
Planck や Millikan は各自で利用できる実験データからそれぞれ独立に物理定数の精密決定を試みたのであるが，多数の研究者によってこのような実験データが蓄積されるようになると，特定の物理定数に対して複数の報告値を統計的に扱うことで，最も確からしい値に調整（adjust）する作業が行われるようになった．初期の調整としては，1920－1940 年代に Birge によってなされたもの [7-9] が代表的である．初期の頃 [7] には，大気圧・水の凝固点・その温度での気体のモル体積から理想気体状態方程式を用いてモル気体定数を求め，また，電気化学的手法を用いて決定した Faraday 定数・真空中の光速度・電気素量から Avogadro 数を求めて，最終的にBoltzmann 定数を決定している．1929 年時点では各種測定精度が比較的悪いためにその誤差が伝播したことで，モル気体定数 R，Avogadro 定数 NA，Boltzmann 定数 k ともに高精度に決定されたとは言いがたい．
1941 年の調整 [8] では，Avogadro 定数 NA の数値は大きく改善しているように見受けられる．
1929 年の調整 [7] では Millikan [5] の求めた電気素量を用いて Avogadro 定数を計算していたのに対し，1941 年 [8] ではカルサイト（CaCO3）の X 線構造解析から得られた Avogadro 定数を採用した．1929 年と 1941 年の Avogadro 定数の数値は 0.7% ほどずれており，これは Millikan [5]の電気素量の値（e = 4.774 × 10-10 esu ~ 1.591 × 10-19 C) と X 線構造解析で得た Avogadro 定数を用いて計算した電気素量（e = 1.602 03(34) × 10-19 C）[8] のずれによく一致する．X 線を用いれば結晶構造解析が可能となることは 1912 年に Bragg 親子によって報告されたものであり [10, 11]
この当時「新しい」技術が Avogadro 定数の精密測定にも活用され始めたということである．
1940 年代頃からは，特定の物理定数の精密測定について複数の測定手法が用いられるようになってきた．また，多数の物理定数について精密測定が広く行われるようになったため，

20

最小二乗法を用いて，多数の実験データから多数の基礎物理定数について辻褄の合う組合せ（consistent set）を決定しようとする流れとなった．代表的なものは Wensel によるもの [12] やDuMond や Cohen によるもの [13-18] があり，他にも複数の報告 [19-21] がある．新たな物理現象が発見されると，それを応用して基礎物理定数をさらに高精度に決定しようとする試みもなされてきた．上述した X 線結晶構造解析を用いた Avogadro 定数決定はその一例であるし，他にも，Josephson 効果 [22-24] や量子 Hall 効果 [25-27] を利用することで，これらの現象から測定される Josephson 定数 KJ = 2e/h や von Klitzing 定数 RK = e2/h を通して Planck 定数や電気素量，
微細構造定数の決定が試みられてきた（例えば電気素量は Faraday 定数を介して Avogadro 定数と関連付けられるため，Josephson 定数や von Klitzing 定数の精密決定も Boltzmann 定数の決定に影響を及ぼしうる）．また，1960 年代以降のレーザーの開発と発展は常に精密測定に寄与し続けており，近年では光周波数コムや光格子時計，レーザー干渉計などが物理定数の精密測定にも広く用いられている．新しい物理現象を応用するなどして測定手法が開発されてきたことは熱力学温度についても例外ではなく，Johnson ノイズ温度測定（Johnson noise thermometry,
JNT）[28, 29] や誘電率気体温度測定（Dielectric constant gas thermometry, DCGT）[30] は 1970 年
代に開発されて以来，近年の高精度な Boltzmann 定数の決定に大きく寄与している．こうして物理定数の精度が向上してくると，十分精度よく決定されたと判断された物理定数の中には不確かさのない値として定義値とされるものも出てくるようになる．よく知られた例は長さの基準に用いられる真空中の光速度であり，1983 年にこの値は c = 299 792 458 ms -1 と有効数字 9 桁
で不確かさのない量として定義された [31, 32]．このように，基礎物理定数は，その時々で最新の科学技術を積極的に取り込みながら，また時には定義値とされながら，高精度化を続けてきた．
Boltzmann 定数の決定に関しては，原子量の定義についても注意すべきことがある．原子量は，
1960 年に国際純正および応用物理連合（International union of pure and applied physics, IUPAP）
および 1961 年に国際純正および応用化学連合（International union of pure and applied chemistry,
IUPAC）によって 12C を基準とすることが定められたが，それ以前は酸素原子を基準とした時期がある．酸素原子には質量数が 16，17，18 の 3 種類の同位体が存在する．化学の分野ではこれら 3 種類の同位体の原子量をその存在比で平均したものを 16 と定め（化学的原子量），物理学の分野では，3 種類の同位体のうち質量数 16 のものの原子量を 16 と定めていた（物理的原子量）．すなわち，16O の原子量は化学的にはおよそ 15.995，物理的には正確に 16 とされ，両者の間には約 0.03% の差があったことになる [17, 33, 34]．この時代に調整された物理定数 [13,19, 35] を見てみると，2 種類（化学的および物理的）の Avogadro 定数が報告されているものがあり，Boltzmann 定数の決定には化学的原子量による Avogadro 定数の数値が用いられていることが多いようだ．表 1 では，化学的原子量による Avogadro 定数を表中に示し，物理的原子量によるその値は参考として欄外に示した．
基礎物理定数を取りまとめる機関としては，1966 年に科学技術データ委員会（Committee
on data for science and technology, CODATA）が 設 立 さ れ た．CODATA は 国 際 学 術 連 合 会 議（International council of scientific unions, ICSU）に所属する特別委員会であり，「全世界における
科学技術データの評価，収集，流通を促進し，この分野での国際協力を育てる」ことを目的とする機関である．CODATA 設立以降，その基礎物理定数作業部会（Task group on fundamental
physical constants）は定期的に基礎物理定数の調整を行い，推奨値を学術誌（Journal of Physical21

and Chemical Reference Data，Reviews of Modern Physics，および Metrologia）に公表してきた[36-50]．
熱力学温度の定義は，これまで半世紀以上も水の三重点を基準にしてきた．1954 年の第 10
回国際度量衡総会（General conference on weights and measures, CGPM）では，水の三重点を基
礎的な定点として選び，それに厳密に 273.16 K という温度を付与することによって熱力学温度目盛を定義することを決定した．第 13 回 CGPM では，第 10 回 CGPM の決議の中にある熱力学温度の単位の定義をより明示的な記述で表現することが有用であることを考慮し，この定義を「熱力学温度の単位ケルビンは，水の三重点の熱力学温度の 1/273.16 である．」と表現することを決定した [51]．2001 年から 2005 年の間，国際度量衡委員会（International committee
on weights and measures, CIPM）傘下の測温諮問委員会（Consultative committee for thermometry,
CCT）が主催して，世界 22 機関の水の三重点の温度値の国際比較を実施したところ，100 μK 程
度ではあるが，水の三重点の温度が水素および酸素原子の同位体組成に有意に依存することが確認された．当初の定義では，同位体組成という意味で「水」の定義が曖昧だったのである．この結果を受け，2005 年に CCT は水の三重点の同位体組成について議論し，CIPM への定義の見直しの勧告を進めた．そして，CIPM は 2005 年の会議でケルビンの定義に使用する水の同位体組成を次のように確定した；「補足：この定義は，下記の物質量の比により厳密に定義された同位体組成を持つ水に関するものである：1 モルの 1H あたり 0.000 155 75 モルの 2H，1 モルの
16

O あたり 0.000 379 9 モルの 17O，及び 1 モルの 16O あたり 0.002 005 2 モルの 18O」．[52, 53] 同位体比まで指定することで，とりあえずは水の三重点のばらつきを抑えることができることにはなったが，特定の物質を SI 基本単位の定義に用いることの危うさを露呈する形となったことは否めない．キログラムの基準である国際キログラム原器の質量の不確かさが重大な問題として認識されるようになったのもこの頃である．そのため，磨耗や破損の恐れのある特定の人
工物や，不純物の影響・同位体組成などが問題となる特定の化学物質に依存することなく，基礎物理定数から SI 基本単位を再定義しようとする機運が高まることとなった．そして，キロ
グラム・アンペア・ケルビン・モルの 4 個の基本単位をそれぞれ Planck 定数 h・電気素量 e・Boltzmann 定数 k・Avogadro 定数 NA を定義値として再定義することが提案された [54-57]．このような流れを受け，2011 年に開催された第 24 回 CGPM では，SI 基本単位のうちこれら 4 個の単位について，これらの 4 個の基礎物理定数による再定義を実施する方向性が定められた．
そして CODATA では，2019 年の定義改定を見据え，2017 年 7 月 1 日までに受理された論文に報告された値に基づき，これら 4 個の基礎物理定数と不確かさを決定することとした．2011 年
以降これらの基礎物理定数の高精度決定に向けた研究はそれまで以上に世界中で盛んに行われ，報告された高精度な実験データをもとに，2017 年，CODATA による特別調整が実施された [48-50]．
Boltzmann 定数の決定法は，かつてはその計算に Faraday 定数が利用されるなど，電気化学的な手法が利用されるのが主流の時代もあったが，近年では音響気体温度測定（Acoustic gas
thermometry, AGT）[58-61] や DCGT あるいは JNT を用いるのが主流である．また，高分解能
分子分光によって得られたスペクトル線形の Doppler 広がりを利用した Boltzmann 定数の決定も複数報告されている [62, 63]．2017 年の CODATA 特別調整に用いられたデータの大部分はAGT により求められたものであったため，ここでは AGT のみ簡単に紹介する．AGT は，寸法がよく分かっている擬球形の共振器に気体を封入し，音響測定により共鳴周波数から音速を求22表 1. モル気体定数 R，Avogadro 定数 NA，Boltzmann 定数 k の計算値・推奨値の変遷．
括弧内の数字は標準偏差 (1σ) を表す．
-1-23
表1.1. モル気体定数
R，Avogadro
定数，Boltzmann，Boltzmann定数定数kkの計算値・推奨値の変遷．
の計算値・推奨値の変遷．
NA定数/ 1023NNAmolk / 10J K-1Rモル気体定数/ J mol-1 K-1 R，Avogadro
文献
年表
A

括弧内の数字は標準偏差
括弧内の数字は標準偏差 (1σ)(1σ) を表す．
を表す．
1.346

1901
8.32
RR/ /JJmol
mol-1-1KK-1-1

7.05
NNAA/ /10
102323mol
mol-1-1

kk/ /10
10 JJKK-1-1

[6]
文献
文献

1911
1901
1901

8.314 a

5.922

1.404
1.346
1.346a

[5]
[2]
[2]

1913
1909
1909

aa a

8.32(3)8.32
8.32

6.062(12)
7.05
7.05

1.372(2)
1.18
1.18aa

[4]
[6]
[6]

1929
1911
1911

aa
8.313
8.314
8.3146(10)6.064(6)
5.922
5.922

aa
1.370
1.404
1.4049(14)

[7]
[5]
[5]

1939
1913
1913

aa
8.314
2(10)
8.32(3)8.32(3)a6.034(9)6.062(12)6.062(12)1.378(2)1.372(2)1.372(2)

[12]
[4]
[4]

1941
1929
1929

8.314
36(38)
8.313
8.3136(10)
6(10)

6.022
8(11)
6.064(6)6.064(6)

1.380
1.370
1.37047(26)
9(14)
9(14)

[8,
[7]
[7]9]

1947
1939
1939

8.314
36(38)
8.3142(10)
2(10)

aa b
6.023
5(4)
6.034(9)6.034(9)1.380
32(11)
1.378(2)1.378(2)

[13]
[12]
[12]

4(7)
8.314
8.31436(38)36(38)

6.023(4) c

6.022
6.0228(11)8(11)

1.380(1)1.380
1.38047(26)47(26)[35][8,[8,9]9]

1950
1947
1947

8.314
8.31436(38)36(38)

6.024
02(17)
6.023
6.0235(4)5(4)bb d

1.380
20(7)
1.38032(11)32(11)

[19]
[13]
[13]

1950
1948
1948

8.316
62(42)
8.314
8.3144(7)4(7) ae
cc
6.023(4)6.023(4)

1.380
26(6)
1.380(1)1.380(1)

[14]
[35]
[35]

1951
1950
1950

39(34)
8.314
8.31436(38)36(38)

6.023
6.024
6.02480(16)02(17)
02(17)dd

1.380
1.380257(67)
20(7)
20(7)

[20]
[19]
[19]

1952
1950
1950

8.316 62(38)

ef e
6.024
72(36)

1.380
1.38042(10)
26(6)
26(6)

[15]
[14]
[14]

1955
1951
1951

8.316
96(34)
8.314
8.31439(34)39(34)g
6.024
86(16)
6.023
6.02380(16)80(16)

44(7)1.380
1.380257(67)257(67)

[16]
[20]
[20]

1964
1952
1952

8.314
8.316
8.31633(44)62(38)
62(38)

6.022
6.024
6.0245(7)72(36)
72(36)

1.380
1.38054(9)42(10)
42(10)

[21]
[15]
[15]

1965
1955
1955

8.314
8.316
8.31634(35)96(34)
96(34)

6.022
52(9)
6.024
6.02486(16)86(16)

1.380
1.38054(6)
44(7)
44(7)

[17,
[16]
[16]18]

1969
1964
1964

8.314
8.31434(35)33(44)
33(44)

6.022
169(40)6.0225(7)5(7)aa1.380
622(59)1.38054(9)
54(9)

[24]
[21]
[21]

1973
1965
1965

8.314
8.31441(26)34(35)
34(35)

6.022
6.022045(31)
52(9)
52(9)

1.380
662(44)1.38054(6)
54(6)

[36]
[17,
[17,18]
18]

1986
1969
1969

510(70)8.314
8.31434(35)34(35)

6.022
7(36)
6.022136
169(40)169(40)1.380
1.380658(12)622(59)622(59)[37,[24][24]38]

1998
1973
1973

472(15)8.314
8.31441(26)41(26)

6.022
99(47)
6.022141045(31)045(31)

1.380
3(24)
1.380650
662(44)662(44)

[39]
[36]
[36]

2002
1986
1986

8.314
8.314472(15)510(70)510(70)6.022
6.022141136
1365(10)
7(36)
7(36)

1.380
5(24)
1.380650
658(12)658(12)[40][37,[37,38]
38]

2006
1998
1998

8.314
8.314472(15)472(15)79(30)
6.022
6.02214114199(47)
99(47)

4(24)
1.380
1.380650
6503(24)
3(24)

[41,
[39]
[39]42]

2010
2002
2002

8.314
1(75)
8.314462
472(15)472(15)6.022
6.02214114129(27)
5(10)
5(10)

1.380
1.380648
650
6508(13)
5(24)
5(24)

[43,
[40]
[40]44]

2014
2006
2006

8(48)
8.314
8.314459
472(15)472(15)6.022
6.022140141141857(74)79(30)
79(30)

648
52(79)
1.380
1.380650
6504(24)
4(24)

[45,
[41,
[41,46,42]42]47]

2017
2010
2010

8.314 472 1… hf

8.314
8.314462
4621(75)1(75)140758(62)
6.022
6.02214114129(27)29(27)

649
03(51)
1.380
1.380648
6488(13)
8(13)

[48,
49]
[43,
[43,44]
44]

2019
2014
2014

8.314 462 618 … ig

6.022
76
(exact)6.022140
140857(74)857(74)1.380
649(exact)1.380648
64852(79)
52(79)[48,[45,[45,49,46,
46,50]
47]
47]

1.380
1.380649
64903(51)
03(51)[48,[48,49]
49]

1948
1941
1941

8.314
8.314459
4598(48)8(48)a1.18 a-23-23

[2]

1909
年
年

a

a

文献に報告されている他の物理定数から筆者が計算した値．
2017
2017
8.314
8.314472
4721…
1…f f
6.022
6.022140
140758(62)758(62)b23-1
化学的原子量による値．物理的原子量による値は1(4) × 10
mol649．(exact)
2019
2019
8.314
8.314462
462618
618…
…gg
6.022
6.02214014076
766.025(exact)(exact)
1.380
1.380
649
(exact)[48,[48,49,49,50]
50]

ac a 化学的原子量による値．物理的原子量による値は6.024(4) × 1023 mol-1．
文献に報告されている他の物理定数から筆者が計算した値．
文献に報告されている他の物理定数から筆者が計算した値．

dbb 化学的原子量による値．物理的原子量による値は-1232323 mol
66(16)
×1010．
化学的原子量による値．物理的原子量による値は化学的原子量による値．物理的原子量による値は 6.025
6.0251(4)1(4)××10mol
mol-1-1．
．

ce c 物理的原子量による値は 6.025 44(11) × 1023 mol-1

化学的原子量による値．物理的原子量による値は化学的原子量による値．物理的原子量による値はと報告されている．
6.024(4)6.024(4)××10
102323mol
mol-1-1．
．

fdd
-1-1
CODATA
の推奨値として直接与えられていないようである．k及び 23N23A の推奨値から筆者が計算した値．
物理的原子量による値は6.024 72(36)×1023 mol-1 と報告されている．

化学的原子量による値．物理的原子量による値は化学的原子量による値．物理的原子量による値は 6.025
6.02566(16)66(16)××10
10 mol
mol ．
．

23
-1-1
ge e
23mol-1
定義された k および NA から計算した値であるため，不確かさのない値である．
物理的原子量による値は6.024 86(16)×1023と報告されている．

物理的原子量による値は物理的原子量による値は 6.025
6.02544(11)44(11)××10
10 molmol と報告されている．
と報告されている．

ffh
CODATA
CODATAの推奨値として直接与えられていないようである．kの推奨値として直接与えられていないようである．k及び及びNNAAの推奨値から筆者が計算した値．
の推奨値から筆者が計算した値．
gi g

定義された
定義されたkkおよびおよびNNAAから計算した値であるため，不確かさのない値である．
から計算した値であるため，不確かさのない値である．

23

め，音速と熱力学温度の関係：w2 = γ k T / mgas を用いて温度を測定する方法である．ここに w は音速，γ は比熱比（定圧熱容量と定積熱容量の比），mgas は試料気体の平均分子質量を表す．この式は理想気体の場合には厳密に成立するが，実在気体の場合には分子は点ではなく有限の体
積を持ち，また，分子間相互作用が存在するために，分子数密度のビリアル展開により補正される必要がある（ただし AGT の概要を説明するには，この理想気体で成立する式で充分である）．既知の γ と mgas とを持った気体試料を用い，熱力学温度に水の三重点 T = Ttpw を選んだ上で音速を測定すれば，Ttpw を基準として Boltzmann 定数を決定できる．擬球形共振器の有効寸法は，内部にマイクロ波を照射してその共鳴周波数と伝播速度から求められる．気体試料としては，分子の内部自由度（振動・回転）がなく，比熱比が良く知られている（理想気体の場合 γ =5/3 である．）ため，希ガス，特に He や Ar がよく用いられる．
2017 年の CODATA 特別調整までには，AGT，DCGT，JNT など異なる手法で得られたデー
タであっても，不確かさの範囲で一致するまでになった．例えばそれぞれ代表的なものを示すと，容積 3 L の擬球形共振器に 4He を封入して観測した AGT の実験からは Boltzmann 定数が k= 1.380 648 78(83) × 10-23 J K-1 と求められ [64]，DCGT の実験からは k = 1.380 648 2 × 10-23 J K-1と求められ [65]，また，JNT の実験からは k = 1.380 649 7(37) × 10-23 J K-1 と求められた [66]．
これらの値を含む多数の高精度の報告値を用いて特別調整を実施した結果，Boltzmann 定数の推奨値は k = 1.380 649 03(51) × 10-23 J K-1 と決定された．CCT は 8 桁目（小数点以下 7 桁目）まで採用することを推奨したが [67]，8 桁目の数字が「0」であったためこの桁を落とし，最終的に Boltzmann 定数の定義値としては 7 桁（小数点以下 6 桁）で採用されることとなった．こうして，Boltzmann 定数の定義値は不確かさのない定義された値として，k = 1.380 649 J K-1 と定められた [49, 68]．
3. おわりに
Boltzmann 定数について，Planck の報告から不確かさを持たない値として 2019 年に定義値とされるまでの歴史を見てきた．本稿では Boltzmann 定数に注目したが，この定数は独立に高精度化してきたのではなく，他の物理定数とも密接に関係しながら精度が高められてきたのであり，また，その背景に多くの metrologists の努力があることも分かった．SI 単位系が構築され始めた時代には人が直接的に認識できるものが基準とされていたが，現代物理学の発展に伴い，より「ふへん」（普遍・不変）なものを求めて基礎物理定数を基準とするようになった．Planck 定
数，Boltzmann 定数，Avogadro 定数，電気素量という，いずれも原子のスケールに関係する定数を用いて今回の SI 基本単位の定義改定が実施されたことは，原子論がまだ広く受け入れられていたわけではなかった Boltzmann の時代には想像できなかったことではないだろうか．今回の SI 基本単位の改定により，とうとう人工物に依存する SI 基本単位はなくなったが，いまだ特定の物質に依存する単位は残されている（時間の単位である秒は，133Cs の超微細構造準位間
遷移周波数で定義されている．）こともあり，これからも SI 基本単位の見直しや改良は続けられていくものと予想する．今後も SI 単位系に注目していきたいと考えている．
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24

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Moldover, S. P. Benz, D. R. White, L. Gianfrani, A. Castrillo, L. Moretti, B. Darquié, E. Moufarej, C. Daussy, S.
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[65] C. Gaiser, B. Fellmuth, N. Haft, A. Kuhn, B. Thiele-Krivoi, T. Zandt, J. Fischer, O. Jusko, and W.
Sabuga, Metrologia, 54, 280 (2017).
[66] J. Qu, S. P. Benz, K. Coakley, H. Rogalla, W. L. Tew, R. White, K. Zhou, and Z. Zhou, Metrologia, 54, 549(2017).
[67] Consultative Committee for Thermometry,“Recommendation T1 of the 28th Consultative Committee for
Thermometry (CCT) meeting.”https://www.bipm.org/utils/common/pdf/CC/CCT/CCT28.pdf[68] E. Gibney, Nature, 550, 312 (2017).
著者略歴

多田

康平（Kohei TADA）

京都大学 大学院工学研究科附属桂インテックセンター 技術職員
（兼）京都大学 環境安全保健機構 低温物質管理部門
2010 年

神戸大学理学部化学科卒業

2015 年

神戸大学大学院理学研究科化学専攻博士課程修了 博士（理学）2014 年

神戸大学大学院理学研究科化学専攻 学振特別研究員

2015 年

神戸大学分子フォトサイエンス研究センター 学振特別研究員

2015 年

京都大学大学院工学研究科 技術職員（現職）
京都大学低温物質科学研究センター 兼務

2016 年

26

京都大学環境安全保健機構低温物質管理部門 兼務（現職）特集

第 17 回 物性科学センター講演会・研究交流会 開催報告書
Report on LTM Center Workshop 17
佐藤 智
Satoshi B. Sato
Research Center for Low Temperature and Materials Sciences, Kyoto University
Annual meeting for researchers and students working on low temperature and materials sciences was held
on February 18, 2019 at Kyoto University Clock Tower Centennial Hall. More than 80 attendants (including 55
students) enjoyed three lectures on geo- and astro-physics. More than 50 posters were presented.

2019 年 2 月 18 日（月）に，京都大学百周年時計台記念館国際交流ホール II，III にて第 17 回物性科学センター講演会・研究交流会が開催されました．講演会に約 80 名，研究交流会には約 70名の参加があり，そのうち約 55 名が学生参加者でした．
まず，吉村一良センター長が挨拶しセンターの現況を紹介しました．
つづいて講演会が行われました．本年度は，「低温技術を利用した地
球宇宙科学の発展」というテーマであり，3 名の先生をお招きしました．
最初のご講演は，京都大学理学研究科の福田洋一教授による“重力をはかる”で，地球重力と四圏（岩石圏，水圏，大気圏，生物圏）の活動とのかかわりを軸に，地球規模の重力変化ダイナミクスとその測定にいたるお話とを解説されました．地球重力は，引力と自転に由来する遠心力とのバランスの上にあり，地殻，潮汐，水の大気循環等々様々な要因による固有の大きさで変動し，それを解析する意義を示されました．これらの測定には絶対重力計と相対重力計とが活用され，前者を基準に後者を各地に設置し地球内部構造，さらに時間変化をもとに地球の質量移動や形状変化を知ることができます．この相対重力計の重要な例の 1 つが超伝導重力計
であり，これは，磁気浮上力（マイスナー効果）をもとにし，極めて低いドリフトレートと超高感度が特徴です．これが，1990 年代から現在に続く国際的ネットワー
ク（Global Geodynamic Project とそれに続く International
Geodynamics and Earth Tide Service）に活用されてきたことを紹介されました．この取り組みでは地球深部起源の微小な重力変化から中心核のダイナミクス解明への挑戦が行われ，陸水，大気，海洋，氷床といった地球表層の変化を評価することから，グローバルな地下水や地熱貯27

留層の解析などにも成果をあげていることを示されました．さらに現在は，衛星による重力測
定から，GPS では達成不可能な地球大気圏の変化の超精細な解析の成果を紹介されました．そして，ナノスケール精度の測定が地球全体の動的変化を解明することを，鮮やかな動画によりご紹介下さいました．
ついで，京都大学理学研究科の田島治准教授による“宇宙背景放射でみる宇宙のゆらぎと量子のゆらぎ”のご講演がありました．
現代物理学は，我々の存在する世界が 138.2 億年前と計算される
宇宙初期の超高温，超高密度状態（ビッグバン）から極めて短時間（10-38 秒）の時空の加速度的な膨張（1027 倍）であるインフレーショ
ン過程をへて存在していると考えています．その証拠となる宇宙背景放射（Cosmic Microwave Background CMB）の偏光に対する原始の重力波（未発見）の関与を極めて広範な角度領域における微弱な信号の検出によって明らかにする実験プロジェクトである Simons Observatory（SO）と GroundBIRD をご紹介されました．
低温技術は，2.7K という極めて低温の熱放射である CMB の検出に必須であり，SO では約 1 万個もの超伝導検出器をかなりの速さで回転させ運用することを示す印象深い動画が示されました．さらに，測定は大気放射の影響を受けない時間スケールでのスキャンが求められ，GroundBIRD は，0.1K から 0.25K
で作動させる超伝導検出器で信号を読み出しかつ雲などの大気水障害物のない高地（チリ共和国）に設置するための技術開発を続けられています．国内外研
究者と実際の現地作業の紹介画像は圧巻でした．
最後に，首都大学東京大学院大橋隆哉教授による“X 線マイクロカロリメトリーによる宇宙 X 線分光”のご講演がありました．宇宙の生成過程の解明において，X 線の観測はブラックホールに吸い込まれようとするガスや銀河団を満たす
ダークマターの重力ポテンシャルを反映した高温のガスなどを検出することで未知の宇宙像を開示します．この観測は，人工衛星によって大気圏外に装置を設置することなしには不可能で，日本では 2016 年の「ひとみ」まで 6 機の X 線天文衛星プロジェクトが行われました．X 線マイクロカロリメトリーは，極低温技術によって非常に高いエネルギー分解能が達成され，従来技

28

術では不可能だった個々のスペクトル線を驚異的な鮮明さでとらえました．さらに，超新星残骸の広がった放射線を 10keV 以上の高エネルギーまでとらえ，今まで認知されなかった広範なガスが分布していることを示されました．
「ひとみ」プロジェクトでは，多くの観測技術の難題にチャレンジし，さらに非平衡状態の解析への取り組みもありました．それによって，ペルセウス座銀河団の高温ガスの乱流速度を測定し，局所的な強い乱流がなかったことなど従来の予想とは異なる発見がなされました．これらの成果等々を踏まえ，新ミッションとして XRISMにおける Transition1 Edge Sensor による新次元分解能観測，さらに次世代プロジェクトである
ATENA ミッションと Super DIOS を紹介されました．
講演に引き続き，研究交流会が行われました．まず 18 時頃から国際交流ホール III でポスター発表が行われました．今回は 51 件のポスター発表があり，学生発表は新鮮なデータが多く，各所で教員等を交えた活発な議論と情報交換がおこなわれていました．16 時 45 分からは懇親会が始まり，佐々木低温物質管理部門部門長による挨拶では，最近のヘリウム供給事情とセンターの対策が報告されました．その後もポスターを前にしての議論や食事を囲んでの歓談など，例
年にも増して意義ある時間が過ごせました．
今回は新組織になって 3 回目，前組織から数えて 17 回目の講演会・研究交流会でした．講演をしていただいた 3 名の先生方やポスター発表を行って下さった方々をはじめとし，歴代のセンター長をはじめ退職後も参加いただいた皆様のご協力により，非常に意義深い催しとなったことを心より感謝申し上げます．今後とも，この講演会・研究交流会ならびに物性科学センター
へのご支援・ご協力をお願いいたします．

29

重力をはかる福田 洋一 aa

京都大学 大学院理学研究科 地球惑星科学専攻 地球物理学分野

E-mail：fukuda@kugi.kyoto-u.ac.jp
ここでいう重力とは，地球上の物体に働く重力加速度の鉛直成分のことで，主には地球の万有引力と自転による遠心力の合力である．重力を測定する重力計は大きく 2 種類に分類できる．1 つは物体の落下距離と時間の測定から重力加速度の絶対値を得る絶対重力計
で，その精度は 1μgal (10-6 gal = 10-6 cm/s2 = 10-8 m/s2) に達しているが，これには有効桁数
9 桁の測定が必要で，必ずしも容易ではない．もう 1 つは重力加速度の相対的な変化だけを測定する相対重力計である．相対重力計は，その多くはバネ秤の原理で，錘に働く重力に釣り合うバネ長の変化だけを測定する．このため，バネ式の相対重力計は比較的小型で簡便に利用できるが，バネ長の変化を重力に換算する係数の校正や，ドリフトと呼ばれるバネ長の経時変化の問題が避けられない．ところで，重力をはかることの主な目的は，重力の空間的な変化から地球内部の密度構造や地球の形状を調べることと，重力の時間的な変化から地球の質量移動や形状変化，また，それらと関連した現象を調べることである．
いずれも，すべてに絶対測定が必要な訳ではなく，絶対測定を基準として，相対測定を適切に組み合わせることで目的を達成することができる．
超伝導重力計 (SG: Superconducting Gravimeter) は，1960 年代中頃に UCSD (University ofCalifornia, San Diego)で開発された相対重力計の一種であるが，物理的なバネの替わりに超伝導磁場による磁気浮上力を復元力とすることで，極めて小さなドリフトレート(～μgal/yr)と，高い感度(ngal :10-11 m/s2) を実現している．他所での SG の開発は，ほとんど成功しておらず，現在 SG を供給しているのは，UCSD の SG 開発者らがベンチャーとして 1979 年に設立した GWR 社だけである．GWR 社の初期の SG は，200L の LHe デュアにセンサーを内包した大型のものであったが，最近のデュアサイズは約 10L と大幅な小型化を達成している．ただ，SG の原理そのものは 1960 年代から基本的には変わっていない．
SG を利用した研究は，1990 年代に GGP (Global Geodynamic Project) が開始された頃から盛んに行われるようなってきた．GGP とは，SG の極めて高い感度を生かし，その国際的なネットワーク観測で，地球深部起源の微小な重力変化を捉え，地球中心核のダイ
ナミクスなどの解明に迫ろうとする意欲的な国際プロジェクトで，その活動は，現在，
IGETS(International Geodynamics and Earth Tide Service)に引き継がれている．

GGP では，巨大地震に伴う重力変化の検出など，様々な成果が得られたものの，当初の最大の目的であった地球中心核のダイナミクスに迫るという意味では必ずしも成功した
訳ではない．その理由の 1 つは，地表で観測される重力変化が，陸水・大気・海洋・氷床など，地球表層での流体の質量移動に伴う重力変化の影響を大きく受けるためである．しかし，最近の SG を利用した研究では，このことを積極的に利用し，地下水や地熱貯留層
変動のモニタリングなど，新しい応用分野が開かれている．
従来，重力測定の主要な目的は重力の空間的な変化から地下構造を調べることであった．
このことは今でも変わっていないが，現在では，SG に限らず，衛星による重力測定や絶対重力測定でも，地球上での様々な原因による質量移動を重力の時間的な変化として捉え，現象の解明に役立てることが大きな目的となっている．
本講演では，超伝導重力計の原理や歴史について紹介するとともに，超伝導重力計に限らず，最近の重力測定やその応用研究について紹介する．

30

宇宙背景放射でみる宇宙のゆらぎと量子のゆらぎ
田島 治 a,a

京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻物理学第二分野
高エネルギー物理学研究室

E-mail：tajima.osamu.8a@kyoto-u.ac.jp

現代宇宙論では，宇宙初期の超高温で超高密度な状態・ビッグバンは，時空の加速度的膨張「インフレーション」が種火となって生み出されたと考えられている．インフレーシ
ョンは，一見すると不思議に思える様々な観測事実を見事に説明すると同時に，量子ゆらぎを源とした宇宙創世の初期条件を与える．宇宙の大規模構造を形成する源である物質密度ゆらぎは，宇宙背景放射（CMB）の温度ゆらぎとして既に観測されている．そして，重力子のゆらぎを源とする「原始重力波」の検出が待望されている．
偏光サングラスをかけると光の水面反射が眩しくなくなる事からもわかるように，CMB
は宇宙がイオン化していた時期に散乱されて偏光している．原始重力波は，この CMB 偏
光に空間非対称なパターン「B モード」を刻印する．その角度スケールは満月の 4 倍以上（≳2˚）である．つまり，空の広い領域にわたって CMB 偏光を精密に観測することで，原
始重力波を検出することが出来る．ただし，とても微弱な信号である．その検出に向けて，超伝導検出器を搭載した様々な CMB 観測実験プロジェクトが世界中で凌ぎを削っている．

図 1：宇宙創成時の「量子ゆらぎ」がインフレーションによって，天文学的サイズのゆらぎとして残存する（左）．原始重力波は重力子のゆらぎが残存したものであり，CMB 偏光の特殊なパターンとして観測される（中）．様々な実験がその信号の検出を目指しており，そのひとつが GroundBIRD である（右）．

本講演では，史上最大規模の CMB 望遠鏡“群”プロジェクト・Simons Observatory（略して SO）と，ユニークな戦略で原始重力波に迫るプロジェクト・GroundBIRD（略してGB）を例に，CMB を介した原始重力波の探索実験の現状と，そこで使用している低温技術，超伝導検出器の技術について紹介する．大気放射や CMB（2.7 K の熱放射）そのものの熱放射ノイズが寄与するため，検出器の数を増やして統計を増やすことが検出感度を向上する有力な手段である．SO では一台の望遠鏡に約 1 万個もの超伝導検出器を搭載し，複数台の望遠鏡で観測する．一方で，広い角度スケールを観測するためには，大気放射の時間変化の影響を受けないほど早いスキャンが求められ，GB ではこれを追求している．
超伝導検出器は 0.1 K ~ 0.25 K 程度で使用するため，低温技術が必須である．しかしながら，沢山の検出器を冷やして，それらの信号を読みだして，かつ望遠鏡とともにブンブン
動く，という非常に特殊なユースケースとなる．これら特殊なユースケースを実現する技術も本講演で紹介する．

31

Ｘ線マイクロカロリメータによる宇宙Ｘ線分光
大橋 隆哉 aa

首都大学東京 理学研究科 物理学専攻

E-mail：ohashi@tmu.ac.jp
日本のＸ線天文学のあゆみを短く紹介し，Ｘ線マイクロカロリメータという新しい分光検出器の進展とそれが明らかにする新しいサイエンスについて述べる．
Ｘ線という観測手段は，ブラックホールに吸い込まれようとするガスや銀河団を満たすダークマターの重力ポテンシャルを反映した温度数千万度のガスなど，他の波長では見ることのできない宇宙の姿を見せてくれる．その観測には大気圏の外に出る必要があるため，衛星の開発が必須であり，日本は 1979 年打ち上げの「はくちょう」から 2016 年の「ひとみ」まで 6 機のＸ線天文衛星をあげ，特にエネルギー分解能の優れた検出器を搭載することで特徴のある結果を出してきた．
Ｘ線マイクロカロリメータはエネルギー分解能が優れているだけでなく，銀河団や超新星残骸のような広がった放射源が観測でき，10 keV 以上の高いエネルギーまで観測できる．
このため日米欧で競って開発が進められていて，Ｘ線天文の将来計画でもこの検出器にかける期待が大きくなっている．日本の「ひとみ」衛星は，約 1 ヶ月という短い期間で観測を終えてしまったが，この検出器が初めてもたらした結果は見事なものだった．搭載されたマイクロカロリメータは，素子全体が約 5 mm 四角，それが 6×6 のピクセルに分割されているという小さなものである．これを軌道上で 3 年以上 50 mK に冷却し続けるため，
断熱消磁冷凍機，液体ヘリウム，ジュールトムソン冷凍機，2 段式スターリング冷凍機が搭載され，それら全部を組み込んだ真空断熱容器は約 300 kg という重いものであった．これは 20 年にも及ぶ日米の緊密な協力をもとに，ヨーロッパも加わった大掛かりな実験である．6 keV のＸ線に対するエネルギー分解能は，要求値の 7 eV (FWHM) を上回る 4.9 eVという素晴らしいものであり，軌道上の熱入力も小さく，液体ヘリウムの寿命として 3 年以上を期待できるレベルであった．開発の過程では数え切れないほどの問題が発生したが，特に機械式冷凍機の振動が micro-vibration となりエネルギー分解能を著しく劣化させるという問題は深刻であった．これを回避するために冷凍機を真空断熱容器から浮かす isolatorの導入やその試験に大きな精力が注がれた．信号処理も，単にＸ線光子がつくるパルス信号の大きさを測るというものでなく，一つひとつの波形を最適フィルターによって解析してはじめて優れた性能が得られた．詳しくは JATIS 誌 2018 年第 4 巻の特集を参照のこと．
「ひとみ」の出した重要な結果の一つが，ペルセウス座銀河団の中の高温ガスの乱流速度を，輝線のドップラ
ー広がりを用いて有意に検出し，視線速度が約 160 km/sと意外に低い値であることを示したことである (Nature,
2016, 535, 117)．プラズマを 5 千万度以上に加熱維持するためには，強い乱流が局所的におきているだろうという予想に反するもので，銀河団の高温ガスの加熱過程を考える上で極めて重要な結果である．こうした新しい観測を日本の主導によりもう一度実現させるために，JAXA,
NASA をはじめとする関係者の努力により XRISM 衛星©�JA

計画が 2021 年度の打ち上げを目指して進められている． 「 ひ と み 」 衛 星 に 搭 載 さ れた，マイクロカロリメータ検関係者すべての皆様の努力に感謝させていただきたい．
出器の真空断熱冷却容器

32

P1

回転希釈冷凍機の製作

松原明，佐々木豊京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻 物理学第一分野
E-mail：akira@scphys.kyoto-u.ac.jp
超低温下で存在する超流動ヘリウム４や超流動ヘリウム３は，試料セル全体に広がるようなコヒーレント状態になっており，そこでは位相欠陥として量子渦が存在する．量子渦の研究には，液体中に設置したワイヤーやグリッドによって発生させた乱流を研究するものと，試料の回転下で生じる渦や渦格子を研究するものがある．今回，回転下での超流動
ヘリウム３の量子渦を研究すべく，回転希釈冷凍機の製作を行っている．
今回は，希釈冷凍機の低温部分をデュワーごと回転させることで試料を回転させる．そのため，デュワーはエアーベアリン
グを用いて保持し，スムースな回転につなげている．また測定器も同時に回転させることで，低温環境下での物性測定を可能にしている．一方で，希釈冷凍機では，3He - 4He 混合気体を循環させるために真空ポンプを含むガスハンドリング系 (GHS) が必要である．GHS は大きさや重量の観点から回転系とは独立して接している．そのため，回転下でも気体の排気が行えるように，磁気シールを用いて配管を希釈冷凍機内部に引き込んでいる．それにより 1 回転/sec という高速での回転を実現している．

P2

Stability of the Domain Wall in Superfluid 3He-A
Confined in a Parallel Plate.

Gritsenko Ivana, Fukube Syota (福部翔太)b, Nagaoka Tomoki(長岡知己) c,
Sasaki Yutaka (佐々木豊)a,b
aResearch Center for Low Temperature and Materials Sciences,

Kyoto Universityb

Department of Physics, Graduate School of Science, Kyoto UniversitycFaculty of Science, Kyoto University

E-mail:grytsenko.ivan.8m@kyoto-u.ac.jp
Superfluid 3He-A confined in well-defined mesoscopic structure provides unique opportunity to
study spatial variation of macroscopic wave function near the boundary due to its long coherence
length, which is as long as 100 nm. To study this property
magnetic resonance imaging (MRI) with cryogenic ultra low
noise preamplifier was used. This technique allowed us tovisualize texture in single sheet of superfluid 3He, whose
thickness is 100 μm. We presented the results of studying
stability of the domain wall in 3He-A at pressure 2.25MPa in
wide temperature range. It was found that above sometemperature (T*), which is lower than superfluid transition
temperature (TC), the domain wall become unstable. The

FIG1. MRI picture of the domain wall

progress of our research and future work would be reported.

in 3He-A.

33

P3

Quartz Tuning Fork による量子渦糸線密度の測定

Xu Zejua, 田口 凌 a, Ivan Grytsenkoc, 鈴木 裕貴 b, 長岡 知己 b，
早尾 真由 b, 北條 真之 b, 佐々木 豊 a,ca
京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻
物理学第一分野 低温物理学研究室b
京都大学 理学部 c 京都大学 物性科学センター

E-mail：xu.zeju.32x@st.kyoto-u.ac.jp
超流動ヘリウム 4 の中で，振動している quartz tuningfork(QTF) を利用して，大量の量子渦からなる乱流を作ることができる．その量子渦は常流動成分ρn と衝突して，二流体間の相互摩擦力を引き起こす．そのため，QTF がρn から受ける摩擦力は量子渦の密度を反映したものとなる．図 1 に示されるように，QTF の振動により量子渦が生成されるとき，摩擦力 F と QTF の振動速度 v の依存関係も変化し，T＝1.7K では臨界速度 vc=78mm/s で渦が生成していることがわかる．
今後は乱流中で微小振動する独立した QTF を用いて 図 1 QTF に働く摩擦力 F と振動
渦糸線密度の空間時間変化を測定したいと考えている． 速度 v の関係．

P4

平行平板中の超流動 3He-A 相において観測されたStanding spin wave

福部翔太 a, Gritsenko Ivanb, 長岡知己 c, 佐々木豊 a,ba

京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻 物理学第一分野b

京都大学 物性科学センターc京都大学 理学部

E-mail: .fukube.syota.85e@st.kyoto-u.ac.jp
厚さ 100 μm の平行平板中に入れた超流動 3He-A 相において，磁場勾配をかけた NMR 測定を行うことで，
容 器 端 の dipole-unlocked 領 域 に で き る ス ピ ン 波 のsatellite 信号を検出した．この satellite は必ず高周波側に現れ，低圧で顕著に現れることがわかった．Fig1 に
2bar で得られた結果を示す．Satellite が高周波側に現れるのは，スピン波が存在するポテンシャルの形状が高周波側と低周波側で異なるからだと考えている．また低圧で顕著に現れるのは，スピン波ができた領域の大きさを表す dipole coherence length 𝜉𝜉� が低圧で大きくなるからだと考えている．本研究では試料内の圧力を 2bar, 15bar, 22.5bar にして実験を行ない，satellite は
2bar,15bar で顕著に見られた．そこで，2bar,15bar でのsatellite の信号強度を 𝜉𝜉� の圧力依存性から評価した．

34

Fig1：磁場勾配をかけて得られたスペクトル．高周波側に大きな
satellite が 出 て い る こ と が わ かる．試料内の圧力は 2bar．

P5

InSb 系量子ホール効果における高次ランダウ準位でのスピン転移福田 昭a，寺澤大樹a，佐々木 豊b，増田貴史c，平山祥郎c，M. B. Santosda
兵庫医科大学医学部物理学教室，b 京都大学大学院理学研究科，
c
東北大学理学研究科，d オクラホマ大学
E-mail：fuku@hyo-med.ac.jp

動的核スピン偏極（Dynamic Nuclear Polarization, DNP）は，ENDOR などの二重共鳴を利用したものなどが一般的であり，電流誘起DNP は一部の半導体など特殊な系においてのみ利用可能である．我々はこれまで，GaAs 系量子ホール効果のランダウ準位占有率
ν=2/3 分数量子ホール状態において電流誘起DNP を実現させてきた[1,2]．近年，GaAs 系
以外においても電流誘起DNP が生じる可能性が指摘され，極めて有効g 因子の大きいInSb
系の量子井戸構造においてはν=2 整数量子ホール状態で電流誘起DNP が実現されている[3,4]．この系では，整数量子ホール域での電流誘起のため，数K 程度の比較的高温でもDNP とそれに伴う抵抗検出NMR（RDNMR）が観測可能である．本研究では，InSb 系量
子井戸試料を無冷媒冷凍機で冷却し，磁場中で試料を傾斜角θ回転させて面内磁場を印加して量子輸送特性を観測した（図）．この結果から，
ν=6 や7といった高次ランダウ準位が占有される量子ホール状態において，スピン転移と思われる面内磁場による磁気抵抗変化を観測した．
今後この試料を希釈冷凍機で冷却し，マイクロ波によるRDNMR を行う実験計画と合わせて報告する．
[1] S. Tsuda et al., Phys. Rev. B 88, 205103(2013).
[2] S. Tsuda et al., Phys. Rev. B 93,125426 (2016).
図 磁気抵抗Rxx のさまざまな回転角[3] K. Yang et al., Nat.Comm. 8, 15084 (2017).
に対する垂直磁場Bperp 依存性[4] H. W. Liu et al.,Phys. Rev. B 82, 241304(R) (2010).

P6

層間距離を制御した 2 層系グラフェンデバイスの開発とその系に現れる物理

寺澤大樹 a, 福田 昭 a, 藤元 章 b, 佐々木豊 c，谷口 尚 d, 渡邊賢司 d, 塚越一仁 da

兵庫医科大学 物理学教室, b 大阪工業大学 応用物理, c 京都大学理学研究科，

d

物質・材料研究機構 E-mail：terasawa@hyo-med.ac.jp

グラファイト 1 層のみのグラフェンが単離されてから，グラフェンデバイスの移動度向上が課題であった．その方法として，グラフェンと格子定数の近い h-BN（六方晶窒化ボロン）の上にグラフェンを載せる方法[1]が主流となっており，さらに様々な層状物質を積層させて新たな機能を持たせたデバイスの研究が行われている．我々はグラフェンとグラフェンの間に障壁層として
h-BN を挟んだ 2 層系グラフェン試料に現れる様々な物理現象の解明を目指して，デバイス作製と実験を行っている．
図 1 は，俗にスタンプ法と呼ばれる積層法で h-BN の上に数層のグラフェンを重ねたところを撮影した光学写真である．今後さらに h-BN，グラフェンと重ねて行き，試料作製する予定である．試料の完成後，京都大学理学部佐々木研にある希釈冷凍機によって超低温・高磁場での実験を行い， 図 1 h-BN 上に積層した数
2 層系量子ホール効果に現れるエキシトン超流動状態やソ 層グラフェンの光学顕微鏡
写真．1 辺が 20μm 程度のリトン格子相の研究を行う計画である．
大きさを持つ数層のグラフ[1] C. R. Dean et al., "Boron nitride substrates for high-quality graphene
ェンが得られた．
electronics" Nat. Nanotech. 5, 722 (2010)

35

P7

強磁場下における Ca2RuO4 の電流誘起反磁性の変遷

米澤 進吾 a, Chanchal SOW a, Giordano MATTONI a, 沼崎 凌 a, Han-Shu XU a,
木村 尚次郎 b, 淡路 智 b, 中村 文彦 c, 前野 悦輝 aa京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻 物理学第一分野b

東北大学 金属材料研究所附属強磁場超伝導材料研究センターc

久留米工業大学 工学部 教育創造工学科

E-mail: yonezawa@scphys.kyoto-u.ac.jp
最近，我々は層状ペロブスカイト型構造を持つモット絶縁体 Ca2RuO4 が数 mA の DC 電流印加の下で巨大な反磁性を示すことを発見した[1]．この現象は，電流によって誘起されたキャリアによるランダウ反磁性として理解されている[1]．この反磁性状態が強磁場の下でどのように振る舞うのかは非常に興味深く，電流誘起反磁性現象の理解を深め起源を明らかにするために重要である．そこで我々は東北大金研の強磁場センターにおい て
Ca2RuO4 の電流印可下での強磁場磁化測定実験を行ってきた．この研究では，15 T 無冷媒
超伝導マグネットを用い，電流を印加しながら低温 vibrating-sample magnetometer（VSM）
で磁化の測定を行った．Ca2RuO4 単結晶試料は典型的に 10 mg 以下の大きさしかなく，15
T の磁場下でも 10−2 emu オーダーの磁化しか持たないが，実験条件を詳細にチューニング
することによって S/N 比を大幅に向上させ，電流印加下での単結晶磁化測定に成功した．
その結果，電流によって反強磁性秩序が消失し反磁性が生じることが，SQUID 磁束計以外の装置では初めて再現できた．本発表では電流誘起反磁性が磁場や温度に対してどのように振る舞うかを紹介し，その起源を議論する．
なお，本研究は，東北大学金属材料研究所における共同研究（課題番号 17H0031，
18H0069）により実施されたものである．
[1] C. Sow et al., Science 358, 1084 (2017).

P8

Imaging the current-driven metal–insulator transition in
Ca2RuO4

Giordano Mattonia, Yukie Takasukaa, Ryo Numasakia, Chanchal Sowa,
Shingo Yonezawaa, Fumihiko Nakamurab, Yoshiteru Maenoa
aDepartment of Physics, Graduate School of Science, Kyoto University, Kyoto
606-8502, Japanb
Department of Education and Creation Engineering, Kurume Institute ofTechnology, Fukuoka 830-0052, Japan
E-mail：mattoni@scphys.kyoto-u.ac.jp
Controlling the properties of quantum materials by external parameters is a fast-growing research
field in condensed matter physics. It has been recently demonstrated that the flow of direct current is
a powerful control parameter to trigger metal–insulator transitions and strong diamagnetism insingle-crystal ruthenates [1–3]. However, the microscopic mechanism and the physical quantities
responsible for these phase changes have not been clarified yet. In this work, we perform thermal
imaging on single-crystal Ca2RuO4 while controlling its metal–insulator transition by direct current.
Our measurements are performed at several sample temperatures with a thermal infrared microscope
and uncover the dynamics of a delicate equilibrium of formation of metallic and insulating islands.
Our technique provides a fundamental step towards understanding the mechanism regulating
current-induced phenomena in quantum materials.
[1] Okazaki R. et al., Current-induced gap suppression in the Mott insulator Ca2RuO4, J. Phys. Soc.
Jap. 82, 10 (2013).
[2] Nakamura F. et al., Electric-field-induced metal maintained by current of the Mott insulator
Ca2RuO4, Sci. Rep. 3, 2536 (2013)[3] Sow C. et al., Current-induced strong diamagnetism in the Mott insulator Ca2RuO4, Science 358,
1084 (2017).

36

P9 コンストリクションを用いた Sr2RuO4 ジョセフソンデバイス
安井 勇気, 米澤 進吾, 寺嶋 孝仁, 前野 悦輝
京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻物理学第一分野
E-mail：y-yasui@scphys.kyoto-u.ac.jp
ミューオンスピン緩和測定，カー効果測定などによって超伝導状態での自発的な内部磁場が観測されたことなどから，Sr2RuO4 では時間反転対称性を破ったカイラル超伝導状態が実現していると考えられている[1]．このようなカイラル状態では基底状態が縮退しており，ドメイン構造を形成すると考えられる．しかし，このようなドメイン構造を直接的に観測した例はなく，その詳細については未解決の点も多い．
そこで我々は，新たなアプローチを用いたカイラル状態の観測を目指している．カイラ
ル p 波超伝導体を用いて超伝導体/絶縁体/超伝導体(SIS)ジョセフソン接合を作ることで，臨界電流が温度に対して異常な増大を示すという理論的提言がされている[2]．そこで，我々はバルク単結晶を集束イオンビームで削り出すことによりジョセフソン接合の実現を目指している．そして，図にあるようにおよそ
200 nm の幅のコンストリクションをもつ微小デバイスを作製し，その低温測定を行っている．
[1] A. P. Mackenzie et al., npj Quantum Materials 2, 40 (2017).

図 京都大学低温センターで作製した Sr2RuO4 微小デバイス．

[2] Y. Asano and K. Katabuchi, JPSJ 71, 1974 (2002).

P10 逆ペロブスカイト酸化物超伝導体 Sr3−xSnO に対する μSR 実験池田 敦俊 a, ググチア ズーラブ b, オーダ モハメッド a, 鯉渕 駿 a,
米澤 進吾 a, ルエトケンス フベルタス b, 前野 悦輝 aa京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻 物理学第一分野b

ポール・シェラー研究所 ミューオンスピン回転研究室

E-mail：a.ikeda@scphys.kyoto-u.ac.jp
逆ペロブスカイト酸化物 A3BO (A: 2 族元素，B: 14 族元素)とは，結晶構造は通常のペロ
ブスカイト酸化物と同様だが，酸素イオンに金属イオンが八面体配位した物質である．この物質群では，価電子帯と伝導帯のエネルギー反転によって電子の波動関数にある種のねじれが生じたトポロジカル結晶絶縁体状態が理論的に予想されている[1, 2]．また，キャリアドープによって超伝導が発現した場合はトポロジカル超伝導の可能性がある[3, 4]．
我々は Sr 欠損を持つ逆ペロブスカイト酸化物 Sr3−xSnO に対してミューオンスピン回転実験(μSR)を行った．この物質は我々が発見した逆ペロブスカイト酸化物初の超伝導体である[3]．μSR では超伝導転移温度である 5 K 以下でミューオンの緩和率に増大が見られ，
バルク超伝導が観測された．緩和率から計算した磁場侵入長は約 800 nm と転移温度が低
い割には長く，超伝導を示す電子の密度が小さいことを意味する．この傾向は鉄系超伝導体で観測されており[5]，この物質における非従来型超伝導の可能性を提示している．
[1] T. Kariyado and M. Ogata, J. Phys. Soc. Jpn. 80, 083704 (2011).
[2] T. Hsieh, J. Liu, and L. Fu, Phys. Rev. B 90, 081112(R) (2014).
[3] M. Oudah, A. Ikeda et al., Nat. Commun. 7, 13617 (2016).
[4] T. Kawakami et al., Phys. Rev. X 8, 041026 (2018). [5] Z. Guguchia et al., Nat. Commun. 8, 1082 (2017).

37

P11

人工超格子 Nb/V/Ta 超伝導体の NMR

仲嶺元輝a, 北川俊作a, 石田憲二a,安藤冬季b,塩田陽一b,森山貴広b,小野輝男ba
京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻 物理学第一分野b
京都大学 化学研究所
E-mail：nakamine.genki.88v@st.kyoto-u.ac.jp
空間反転対称性が破れた系ではラシュバ型のスピン‐軌道相互作用が誘起され，その影響で特異な超伝導状態が実現することが期待されている．例えば，singlet-triplet 混合状態
[1]，トポロジカル超伝導状態[2]などが理論から予想されている．近年，3 種類の金属 Nb,
V, Ta を順番に積層させた人工超格子 Nb/V/Ta が作製された．これらは金属の単体で超伝導体を示す．表にこれらの金属の超伝導に関連する物理量を示す．この超格子はグローバルに反転対称性を破った構造を持ち，超伝導転移温度 Tc は 4 K 程度でどの単体より低いが，上部臨界磁場 μ0Hc2 はこれらの単体より大きい．したがってこの人工超格子で実現している超伝導状態は単体金属と異なったものであることが期待される．
我々はこの人工超格子の電子状態を，NMR を用いて調べている．NMR はサイト選択のできる微視的測定手段であり，過去の実験では人工超格子内の各層の情報だけでなく，界面層と内部層の情報を区別して得ることに成功している[3]．Nb, V, Ta は NMR 可能な核であり，超格子内の各層の情報を得ることができると期待している．

[1] L. P. Gor’kov & E.I.Rashba, Phys. Rev. Lett. 87, 037004(2001).
[2] Y. Tanakaet al., Phys. Rev. B 79, 060505(R)(2009).
[3] T. Yamanaka et al., Phys. Rev. B 92, 241105(R)(2017).

P12

Magnetic and Transport Properties of Single crystal
Ca3(Ru1-xTix)2O7 under DC current

Han-Shu Xua, Chanchal Sowa, Giordano Mattonia, Shingo Yonezawaa,
Zhiqiang Maob, and Yoshiteru Maenoa
a Dept. of Physics, Grad. School of Science, Kyoto Univ., Kyoto 606-8502, Japanb Dept. of Physics, Penn. State Univ., University Park, PA 16802, USA
E-mail: xu.shu.63r@st.kyoto-u.ac.jp
Non-equilibrium steady state (NESS) in strongly correlated electron materials can generate novel
phenomena under DC electric current. For example, the DC current in the Mott insulator Ca2RuO4
induces the largest diamagnetism among the known non-superconducting materials [1]. In thepresent work, we systematically study the magnetic and electronic properties of the Mott insulator
antiferromagnet Ca3(Ru1-xTix)2O7 (x = 0.1) under various DC currents. With increasing current, theG-type antiferromagnetic (G-AFM) spin structure below 120 K is almost unaffected, while adiamagnetic signal appears around 15 K for J ≥ 0.5 A/cm2. The source of the diamagnetism in thissample should be attributed to the light-mass carriers generated in the NESS [2]. Moreover, thetransport properties of this material gradually change from insulating to semimetallic as the current
increases. These findings suggest that DC current can be used as an effective means to regulate theproperties of materials in the vicinity of a Mott insulating transition.
[1] “Current-induced strong diamagnetism in the Mott insulator Ca2RuO4”, C. Sow, S. Yonezawa,
S. Kitamura, T. Oka, K. Kuroki, F. Nakamura, and Y. Maeno, Science 358, 1084-1087 (2017).
[2] “In-situ control of diamagnetism by electric current in Ca3(Ru1−xTix)2O7”, Chanchal Sow, Ryo
Numasaki, Giordano Mattoni, Shingo Yonezawa, Naoki Kikugawa, Shinya Uji, and Yoshiteru
Maeno, Submitted to PRL.

38

P13

Sr2RuO4 の電気抵抗測定における 超伝導一次相転移

Hc2 の面内二回対称性の観測
諏訪 春輝 a, 安井 勇気 a, 米澤 進吾 a, 前野 悦輝 a,
Esteban Ignacio PARADES AULESTTIAb, King Yau YIP,
Kwing To LAIb, Swee Kuan GOHb
京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻 物理学第一分野

ab

The Chinese University of Hong Kong, Department of Physics
E-mail：suwa.haruki.28w@st.kyoto-u.ac.jp

Sr2RuO4 はスピン三重項超伝導体であると有力視されている．しかし一方で，Sr2RuO4 にはいくつかの未解決問題がある．特に，結晶の ab 面に平行な磁場下では，上部臨界磁場
Hc2 が通常の磁束量子侵入に伴う超伝導破壊（軌道対破壊効果）の場合に期待される振る舞いと比べて大幅に抑制される．さらに近年，この条件下では超伝導転移が一次転移になることが磁気熱量効果測定などから観測されている．これらはパウリ常磁性効果によるクーパー対の破壊と似通っているが，スピン磁化率が超伝導転移前後で不変であることから，
パウリ対破壊効果は起こりえない．したがって，通常のパウリ常磁性効果や軌道対破壊効
果以外の未知の対破壊メカニズムが存在していると考えられる．
そこで我々は，Sr2RuO4 の超伝導転移に関するより詳しい情報を得るため，H // ab での電気抵抗測定を行った．今回の発表では，さらに電流に起因すると思われる Hc2 の ab 面内二回対称性についても報告する．

P14 NMR study on the Knight-shift of FeSe in the superconducting state
M. Hoffmanna, G. Nakaminea, S. Kitagawaa, K. Ishidaa, T. Wolfb，
C. MeingastbaDepartment of Physics, Kyoto University, bKarlsruhe Institute of Technology
E-mail: hoffmann.marco.56r@st.kyoto-u.ac.jp

FeSe is an unconventional iron based superconductor with simple atomic
structure but truly peculiar properties nonetheless. While showing a nematic state below its structuretransition at TS = 90 K, bulk FeSe becomes superconductive at TC ~ 9 K without any magnetic order[1]. Due to the large superconducting (SC) gap to Fermi energy ratio Δ/EF ~ 0.5 FeSe is supposed tobe situated in the BCS-BEC crossover region [2], making studies on this compound particularlyinteresting. Despite several years of research， the exact mechanism of the SC pairs and theirrelation to the electronic correlations in FeSe remain to be understood [1]. A pseudogap behavior
was observed in the temperature dependence of several thermodynamic and magnetic properties [3]and (T1T)-1 [4] at temperatures below 1.5 TC motivating the further investigation of the spin structureand density of states near TC.
Therefore, we performed measurements of the Knight-shift which is sensitive to the aforementioned
quantities on SC FeSe. In the poster we present the results of this study mainly including the
behavior of the NMR spectra with varying temperature.
[1] Böhmer, A. E. et al. J. Phys.: Condens. Matter. 30(2018).
[2] Kasahara, S. et al. PNAS 111, 16309(2014).
[3] Kasahara, S. et al. Nat. Commun. 7, 12843(2016).
[4] Shi, A. et al. J. Phys. Soc. Jpn. 87, 013704 (2018).

39

P15

核磁気共鳴による Pt ナノ粒子の研究

奥野 友則 a, 真砂 全宏 a, 北川 俊作 a, 石田 憲二 a,
草田 康平 b, 小林 浩和 b, 北川 宏 ba

京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻 物理学第一分野b

京都大学 理学研究科 化学専攻

E-mail：okuno.tomonori.77s@st.kyoto-u.ac.jp
単純金属の物性はバンド理論で説明される．一方，粒子径の小さなナノ粒子では電子は離散準位を持つ．理論的には Kubo らにより指摘され [1]，その正当性は Kobayashi らの銅ナノ粒子の実験[2]などで確認された．これに対し，d 電子が物性を支配する強相関金属ナ
ノ粒子ではどのような離散性の影響が見られるだろうか．粒子
表面と内部の性質の違いにも興味が集まる。我々は表面と内部の電子状態を分離できる NMR を測定手段とし，試料は NMR
測定に適した Pt (核スピン� � 1/�)のナノ粒子を選んだ．

我々は酸化防止のため表面をポリビニルピロリドン(PVP)で覆った Pt ナノ粒子について NMR スペクトル，ナイトシフト(𝐾𝐾)と核スピン-格子緩和率1/𝑇𝑇� のサイズ，温度依存性を調べた．
図にスペクトルの粒径依存性を示す．𝐾𝐾𝐾𝐾𝐾𝐾 %の内部の信号と𝐾𝐾𝐾𝐾 %の表面の信号が分離して観測された．

交流会では1/𝑇𝑇� の結果や離散準位との関係も議論する．

[1] R. Kubo, J. Phys. Soc. Jpn. 17, 975 (1962).

[2]S. Kobayashi et al., J. Phys. Soc. Jpn. 32, 1234 (1972).

図: Pt-NMR スペクトルP16 逆ペロブスカイト酸化物超伝導体 Sr3-xSnO のメスバウアー測定
鯉渕 駿 a，池田敦俊 a，北尾真司 b，オーダ・モハメッド a，
ハウスマンヤン・ニクラス a，c，米澤進吾 a，瀬戸 誠 b，前野悦輝 aa

京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻 物理学第一分野b

京都大学 複合原子力科学研究所

c

フンボルト大学化学

E-mail：koibuchi.shun.84x@st.kyoto-u.ac.jp
逆ペロブスカイト酸化物 A3BO は，第一原理バンド計算によると，B 金属が特殊な陰イオン状態をとっており，バルクの電子状態に Dirac 分散を持つ Dirac 半金属であると指摘されている[1]．その逆ペロブスカイト酸化物の中で，我々は初めて超伝導を示す Sr3-xSnO を発見した[2]．母物質の欠損のない Sr3SnO は，上述のように Dirac 半金属であり，超伝導性は示さない．Sr3-xSnO に関しては，Sr の欠損によるホールドープが超伝導の発現に重要である．
Dirac 点の付近で p 軌道と d 軌道が混成しているので，電子が異なる軌道間で Cooper 対を形成すれば，トポロジカル超伝導体になりうると理論的に予想されている[2, 3]．
我々はこの超伝導物質 Sr3-xSnO に対して，Sn のメスバウアー効果の測定を行った．特に，Sr 欠損のほとんどない試料と Sr を欠損させた試料での比較を行った．その結果，いずれの試料でも Sn が確かに異常な Sn4-状態をとっていることを実験的に明らかにした．本発表
ではメスバウアー効果の温度依存性やそれらの欠損量との関係について発表する．
[1] T. Kariyado and M. Ogata, J. Phys. Soc. Jpn. 80, 083704 (2011); 81, 064701 (2012).
[2] M. Oudah et al., Nat. Commun. 7, 13617 (2016).
[3] T. Kawakami et al., Phys. Rev. X 8, 041026 (2018).

40

P17

Sr2RuO4 と偶パリティ超伝導体薄膜を用いた接合の微細加工と特性三好 拓人 a，安井 勇気 a，Angelo Di Bernardob，小森 祥央 b，Rosalba Fittipaldic，Antonio Vecchionec，Jinkwon Kimd，Eun-Kyo Kod，
Bongju Kimd，石黒 亮輔 e，米澤 進吾 a，Jason W. A. Robinsonb，

Tae-Won Nohd，前野 悦輝 aa京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻 物理学第一分野，
Univ. of Cambridge, cCNR-SPIN, Univ. of Salerno, dIBS-CCES, Seoul National Univ.，e日本女子大学 理学部 数物科学科
bE-mail：miyoshi.takuto.82x@st.kyoto-u.ac.jp
Sr2RuO4 は奇パリティ対称性を持つカイラル p 波超伝導体の候補物質であり，その超伝導対称性は多くの関心を集めている．その検証方法の一つに超伝導物質同士を接合させて電気輸送特性を測定する手法がある．例えば，カイラル p 波超伝導体と偶パリティ超伝導体との接合では，その対称性の違いから臨界電流の温度依存性に異常が見られることが提案されているが[1]，一般に Sr2RuO4 の劈開面と他物質の界面での導電性は低く，またSr2RuO4 単結晶には Ru 単体や Sr3Ru2O7 などの析出物が含まれることがあるため，超伝導接合を作製するのは容易ではない．これらの問題を解決し，異常臨界電流の有無を観測す
るには，YBa2Cu3O7-δ や BaPb1-xBixO3 など，Sr2RuO4 と同じペロブスカイト型の基本構造を持ち，エピタキシャル薄膜成長が可能な偶パリティ超伝導体を用いる必要がある．
本研究では Sr2RuO4 単結晶に，パルスレーザー蒸着法で YBa2Cu3O7-δ あるいは BaPb1xBixO3 薄膜をエピタキシャル成長させて微細加工を行った．これらの試料の低温下での特性を測定し，接合特性を明らかにする研究を進めている．
[1] C. Honerkamp and M. Sigrist, Prog. Theor. Phys. 100, 53 (1998).

P18

Fiber Bragg Grating を用いた低温ひずみ測定谷口 諒 a，米澤 進吾 a，諏訪 春輝 a，前野 悦輝 aa京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻 物理学第一分野

E-mail：taniguchi.ryo.83x@st.kyoto-u.ac.jp
Fiber Bragg Grating（FBG）は，光ファイバー上に設けられた周期的な屈折率変調による回折格子であり，ブラッグ条件を満たす波長（ブラッグ波長）の光のみを強く反射する．FBG を用いたひずみ測定では，FBG に接着した試料のひずみによる回折
格子の間隔の変化をブラッグ波長の変化として検出する．FBG を用いたひずみ測定には，間隔の異なる FBG を 1 本の光ファイバーに設けることで多点計測が可能であるという利点がある．この利点を用いて，2 軸同時測定やバックグラウンドの同時測定が可能である．
我々は，FBG を用いて SrTiO3，YBa2Cu3O7 およびSr2RuO4 のひずみを低温で測定した．また，希釈冷凍機や PPMS でのひずみ測定を可能とするためのプ
ローブの設計を行った．SrTiO3 に関しては，2 軸のひずみを同時に測定し，各方向のひずみの温度依存性の違いから構造相転移を確認できた．本発表では，実験の詳細および得られたデータを紹介する．

図 1 希釈冷凍機用ひずみ測定プローブ

41

P19

新奇超伝導体 CeRh2As2 の NMR による研究

木舩 茉悠 a, 金城 克樹 a, 真砂 全宏 a, 谷口 貴紀 a, 北川 俊作 a,
石田 憲二 a, Seunaghyun Khimb, Christoph Geibelba京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻 物理学第一教室

固体量子物性研究室
b

MPI-Dresden

E-mail: kibune.mayu.32x@st.kyoto-u.ac.jp
CeRh2As2 は最近発見された超伝導転移温度 Tc が約 350 mK の超伝導体である[1]．ゾンマ
ーフェルト係数が 1.29 J/mol-K2 と大きな値を持ち，Tc での比熱の大きな飛びが見られることから CeRh2As2 は重い電子系超伝導体であると考えられる．
CeRh2As2 は CaBa2Ge2 型の結晶構造(空間群 P4/nmm)を持っている.CaBa2Ge2 型では Ce サ
イトが並びの違う Rh,As 層にはさまれた構造をしている．一方，同じ重い電子系超伝導体である CeCu2Si2(ThCr2Si2，空間群 I4/mmm)では Ce サイトは同じ並びの Rh,As 層にはさまれた構造をしており，対照的である．
我々は，超伝導及び常伝導相の電子状態について，75As 核の核磁気共鳴(NMR)・核四重極共鳴(NQR)を用いて微視的に調べている．As は I =3/2 のため核四重極相互作用によって磁場中で 3 本に分裂する.実験で得られた NMR スペクトルは計算でよく再現でき，それぞれの As サイトの帰属に成功した．
[1] S. Kihm et al., ICM 2018 Y9-01.

P20

部分的に一軸性圧力をかけた Sr2RuO4 結晶の伝導特性

川口 真世, 安井 勇気, 米澤 進吾, 前野 悦輝
京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻 物理学第一分野
E-mail： kawaguchi.mayo.82x@st.kyoto-u.ac.jp
Sr2RuO4 は 1994 年に前野らによって発見された非従来型の超伝導体(転移温度 1.5 K)であり[1]，現在様々な研究が行われている．最近，この物質を[100]方向に張長したり圧縮したりすると，転移温度が上がることがわかった[2][3]．この転移温度が上がったものは，もとの Sr2RuO4 が 1.5K 相と呼ばれているのに対し，3K 相と呼ばれている．
そこで我々は，ピエゾ素子を用いて Sr2RuO4 に対し部分的に一軸圧をかけることで，1.5K 相と 3K 相の接合を実現することを目指し研究を行っている．本発表では，このように部分的に圧力を印加した結晶の低温での伝導輸送特性について紹介する．
[1] Y. Maeno et al., Nature, 372, 6506 (1994).
[2] C. W. Hicks et al., Science. 344, 6181 (2014).
[3] A. Steppke, et al., Science. 355, eaaf9398 (2017).

42

P21

CeCoIn5/CeIn3 超格子における反強磁性揺らぎの2 次元超伝導への影響

中村 聡史，成塚 政裕，笠原 裕一，寺嶋 孝仁，松田 祐司
京大院理
E-mail：nakamura.satoshi.83c@st.kyoto-u.ac.jp
我 々 は こ れ ま で に ， CeCoIn5 と 常 圧 で は 反 強 磁 性 を 示 す
CeRhIn5 を交互に積層させた CeCoIn5/CeRhIn5 ハイブリッド超格子を作製してきた．常圧では超伝導層と反強磁性層が交互積層した状態が実現する．一方，加圧により CeRhIn5 層の反強磁性転移が消失した量子臨界点近傍では CeCoIn5 層における超強結
合超伝導状態の実現を確認した．これは CeRhIn5 層の磁気揺らぎが CeCoIn5 層に注入された結果だと考えられる．
本研究では反強磁性層として CeRhIn5 の代わりに CeIn3 を用いた CeCoIn5/CeIn3 超格子を作製した．CeIn3 の反強磁性転移温度(10 K)は CeRhIn5(3.8 K)に比べて高く，圧力で誘起されるTc(300 mK)は CeCoIn5(2.3 K)に比べて低い．さらに CeIn3 の反強磁性が消失する臨界圧力は CeRhIn5 と同程度(~2.5 GPa)である．
したがって，CeCoIn5/CeIn3 超格子では臨界圧力近傍ではより強い量子揺らぎが期待される．我々はこの超格子の圧力中での上図 ハイブリッド超格子部臨界磁場測定を行い，超伝導特性の変化を調べた．当日はその模式図
れぞれの物質の層数依存性や圧力依存性を調べた結果も交えて議論する予定である．

P22

STM による正方晶 Fe(Se, S)の測定

佐野 大樹 a, 末松 知夏 a, 成塚 政裕 a, 土師 将裕 a, 谷口 智哉 a,
笠原 成 a, 笠原 祐一 a, 芝内 孝禎 b, 花栗 哲朗 c, 松田祐司 aa

京大院理, b 東大新領域, c 理研 CEMS
E-mail：sano.daiki.47n@st.kyoto-u.ac.jp

通常の超伝導物質では，フェルミエネルギーが電子対形成のための引力相互作用よりも極めて大きいことが知られている（BCS 状態）．一方，引力相互作用が大きな極限では，強く束縛された分子状の対がボース凝縮する（BEC 状態）．引力相互作用がフェルミエネ
ルギーと同程度となる中間状態は BCS-BEC クロスオーバー領域と呼ばれ，この領域では電子間距離とコヒーレンス長は同程度となり，対同士が強く相互作用した興味深い超伝導状態が出現する．しかし，この領域の実験的研究はこれまで冷却原子系に限られていた．
そのようななか，近年，鉄系超伝導体 FeSe が BCS-BEC クロスオーバー領域にある超伝導体であることが明らかとなってきた．実際，超伝導転移温度 Tc より高温において巨大超伝導ゆらぎが観測され，クロスオーバー領域において期待される Tc 以上での前駆的対形成の存在を示唆する結果も報告されている．一方，Se を S に置換した S 濃度 17%以上の正方晶相の Fe(Se, S)はより BEC 極限に近づくことが報告されているが，前駆的対形成による擬ギャップ形成の証拠は得られていない．
高いエネルギー分解能をもつ STM/STS は，擬ギャップ形成を調べる上で強力な手法である．そこで我々は正方晶 Fe(Se, S)において STM/STS 測定を行い，擬ギャップ形成を調べたので，その結果を報告する．

43

P23 Sr2Ir1-xRhxO4 の隠れた秩序状態における四回回転対称性の破れ
栗原 遼 a, 村山 陽奈子 a, 佐藤 雄貴 a, 笠原 茂 a, 笠原 裕一 a,
G Caob, 松田 祐司 aa京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻 物理学第一分野

b

Univ. of Colorado at Boulder
E-mail：kurihara.ryo.37m@st.kyoto-u.ac.jp
5d 系遷移金属酸化物である Sr2IrO4 は，銅酸化物高温超伝導体の母物質と非常によく似た結晶構造・電子構造を持つことから注目をされている．近年，Sr2Ir1-xRhxO4 の常磁性相において，隠れた秩序状態の存在が議論されており，光学測定からは結晶のもつ四回回転
対称性の破れた電子状態が，中性子散乱実験からは時間反転対称性の破れが報告されている．この隠れた秩序は，銅酸化物超伝導体の擬ギャップ状態とよく似た特徴を持ち，関連に興味が持たれている[1, 2] ．
そこで我々は，正方晶の Sr2Ir1-xRhxO4 について面内磁気トルク測定を行った．磁気トルクは磁化率の異方性と密接に関係する熱力学量であるため，隠れた秩序状態における電子系の回転対称性の変化や，相転移の有無を調べるのに有効な手法である．その結果，ネー
ル温度 TN 以上の常磁性相において，特異な二回対称性が発達することを検出した．これは面内の回転対称性が自発的に破れた状態への相転移が起きていることを示している．
References[1] L. Zhao, et al., Nat. Phys. 12, 32-36 (2017).
[2] J. Jeong, et al., Nat. Commun. 8, 15119 (2017).

P24

極低温におけるダイヤモンドの紫外吸収スペクトル久保 佳希 a, Temgoua Solangeb, Issaoui Riadhc, Barjon Julienb, 中 暢子 aa

京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻 物理学第一分野b

ベルサイユ大学 GEMaC, CNRSc

パリ第 13 大学 LSPM, CNRS

E-mail：kubo.yoshiki.87c@st.kyoto-u.ac.jp
ダイヤモンドはワイドギャップ半導体に分類され，高い熱伝導率や両極性の高移動度など優れた物理特性を多く有することから次世代電子デバイスへの応用が期待されている．中でも，不純物としてホウ素を添加したものは，唯一 p 型の伝導性を示すダイヤモンドとして重要である。このホウ素ドープダイヤモンドにおいて，光励起された電子正孔対はクーロン力
により束縛した励起子と呼ばれる準粒子を形成し，励起子はさらに中性ホウ素アクセプタに束縛されて束縛励起子を形成する．束縛励起子はダイヤモンドの光学特性において非常に重要であり，これまで様々な発光測定が行われてきた．一方，光吸収スペクトルは深紫外域の実験が困難なこと，高い試料品質が求められること，極低温を必要とすることからこれまで
測定されなかった．そのため，束縛励起子の物理的な理解は不十分であった．
本研究では，プラズマ化学気相成長法により作成された高品質のホウ素ドープダイヤモ
ンド試料において深紫外領域における精密な分光測定を行った．超流動ヘリウムを用いる
ことで極低温(2 K)を実現し，ボロンドープダイヤモンドによる光吸収の測定に初めて成功した．本発表では，吸収スペクトルの詳細な解析に基づき束縛励起子の再結合過程やエネルギー構造について議論する．

44

P25

van der Waals 強磁性体 CrBr3 薄膜における強磁性秩序

大庭 健嗣 a, 草場 哲 a, 有川 敬 a, 田中 耕一郎 a, ba京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻 物理学第一分野b

京都大学 物質‐細胞システム統合拠点

E-mail：ooba.kenji.56r@st.kyoto-u.ac.jp
近年，単層グラフェンの剥離法による作製成功に端を発し，原子層が van der Waals 力により積層した構造を持つ van der Waals 物質が注目を浴びている．中でも磁性や超伝導を示
す物質は，低次元系での秩序状態の性質を議論する上で重要となる．最近では，van der
Waals 強磁性体 CrI3 や Cr2Ge2Te6 の原子層単層から数層の薄膜での強磁性秩序の観測が報告され，それぞれバルク状態の秩序状態とは大きく異なることが判明した[1][2]．本研究では，
バルク状態とは大きく異なる磁気秩序が期待される
CrBr3 薄膜の磁性を，磁気光学測定によって調べた．
図 1 に，300nmSiO2/Si 基板上に転写した CrBr3 薄膜(膜厚 ~ 50 nm) におけるカー回転角の磁場依存性を示す．これは磁気トルクにより計測されたバルク CrBr3 の磁化‐磁場曲線[3]とまったく異なる振る舞いを示しており，薄膜における磁気秩序がバルク状態と大きく異なっていることを示唆している．講演では CrBr3 薄膜における磁気秩序をバルク状態と比較しながら，温度依存性と合わせて議論する．
[1] C. Gong et al., Nature 546, 265-269 (2017)[2] B. Huang et al., Nature 546, 270-273 (2017)[3] I. Tsubokawa, J. Phys. Soc. Jpn. 15, 1664-1668 (1960)

P26

図 1．CrBr3 薄膜 (膜厚 ~ 50 nm)
におけるカー回転角の磁場依存性．測定温度は 4K．赤線が磁場を-5T から+5T，青線が+5T から5T へ掃引したものを示す．

籠状構造を有する 3-4-13 系化合物の磁場中電気抵抗

森山 広大 a, 村川 譲一 a, 道岡 千城 a, 植田 浩明 a, Swee K. Gohb,
吉村 一良 aa

京都大学大学院 理学研究科 化学専攻 金相学研究室

b

香港中文大

E-mail：moriyama@kinso.kuchem.kyoto-u.ac.jp
A3T4Sn13(A=Sr, Ca, La, T=Co, Rh, Ir)はbccの格子点に位置するSn原子が12個のSn原子によって取り囲まれた籠状構造を有する超伝導体である(図1)．超伝導転移のほか，Sr3Ir4Sn13などは構造相転移を示し[1]，Ca3Ir4Sn13においては低温での電気抵抗率の非フェルミ液体的な挙動が確認されており[2]，これらと超伝導との関わりが注目を集めている．
本 研 究 で は ， Sn 自 己 フ ラ ッ ク ス 法 に よ り Ca3Co4Sn13 ，Ca3Rh4Sn13 の単結晶試料を合成し，非フェルミ液体的挙動の起源の解明を主な目的として磁場中で電気抵抗測定を行った．
発表では，電気抵抗測定の結果を元に，Ca3Co4Sn13 の磁気抵
抗の磁場依存性とその起源などについて議論する予定である．
[1] L. E. Klintberg， et al.， Phys. Rev. Lett. 109， 237008(2012)[2] J. Yang， et al.， J. Phys. Soc. Jpn. 79， 113705(2010)
図 1 A3T4Sn13 の結晶構造

45

P27

秩序型または無秩序型の構造を持つ S =1 フラストレート
磁性体 A 2B V3F12 の物性

今西 茂 a, 後藤 真人 b, 植田 浩明 a, 道岡 千城 a, 吉村 一良 aa

京都大学 理学研究科 化学専攻b

京都大学 化学研究所

E-mail：imanishi@kinso.kuchem.kyoto-u.ac.jp
カゴメ格子は三角形を頂点共有させることで得られる格子であり，その格子点上に位置するスピン間に反強磁性的な相互作用がはたらく場合，非常に強いフラストレーションを有する．我々はそのような格子を持つ物質群として，A2BV3F12 に着目して研究を行ってい
る．A2BV3F12 は，変型パイロクロア AM2F6 の M サイトを B+:V3+=1:3 で秩序化させた構造を持つ．ここで，A+, B+がアルカリ金属イオンであり，磁性イオンである V3+ (S = 1)がカゴメ格子を形成している[1]．
これまでに我々は，この物質群に関して 3 つの新物質合成に成功しており，その物性を報告してきた[1]．いずれの化合物も高温から大きな磁気異方性を示し，強磁場磁化過程においては飽和磁化の 1/3 及び 2/3 程度でプラトー的領域が現れる．
我々はこれらの物質群における新物質の合成を試みたところ，Cs2LiV3F12 と Rb2LiV3F12について，B+と V3+が無秩序化した構造を持つ物質が得られた．これらは無秩序化によりカゴメ格子を持たないが，局所的な電荷バランスからパイロクロア格子の各四面体内で
B+:V3+=1:3 を維持していると考えられる．当日はこれらの物性測定の結果を示し，カゴメ格子を持つ秩序型と比較・議論を行う予定である．
[1] M. Goto et al., Phys. Rev. B 95, 134436 (2017).

P28

イッテルビウム化合物 Yb4T Ge8(T : Cr, Mn, Fe, Co, Ni)の低次元物性

山中 俊介 a，引地 将仁 a，道岡 千城 a，植田 浩明 a，松尾 晶 b，
金道 浩一 b，吉村 一良 ba

京都大学大学院 理学研究科

b

東京大学

化学専攻

物性研究所

E-mail：yamanaka@kinso.kuchem.kyoto-u.ac.jp
イッテルビウム積層化合物 Yb4TGe8 (T : Cr, Mn, Fe, Co, Ni) は空間群 Cmcm に属し，Ybが Ge のジグザグ鎖と，遷移金属 T を含む Ge の正方ネットによって挟まれた構造をもつ．
先行研究[1]によりこの特異な構造に由来する異常熱膨張が報告されているが，その詳細な物性については明らかになっていない．そこで我々は In フラックス法によって 5 種類の単結晶試料を育成し，各種物性測定を行った．
物性の一例として，Yb4FeGe8 の磁化率と逆磁化率の温度依存性を図 1 に示す．高温領域における CurieWeiss 則に従う挙動，低温領域における近藤効果による磁化率の抑制，低次元構造に由来すると考えられる
強い磁気異方性などが観測されている．
当日は電気抵抗測定，比熱測定，強磁場下での磁化測定の結果も加えて，5 物質の系統的な低次元物性について議論する．
[1] Sebastian C, Peter et al., J. Am. Chem. Soc., 133，
(2011).

46

図 1.

磁化率と逆磁化率の温度依存性．

P29

M 型 Ba フェライト単結晶の Ba サイト置換による磁気特性の変化奥津 陽太 a, 増田 順一 a, 植田 浩明 a, 道岡 千城 a, 吉村 一良 aa

京都大学 理学研究科 化学専攻

E-mail：okutsu@kinso.kuchem.kyoto-u.ac.jp
六方晶の M 型フェライト AⅡFeⅢ12O19（A=Sr, Ba）は c 軸を磁化容易軸とする強い一軸磁
気異方性を持ち，永久磁石材料として幅広く研究されている．これらは保磁力が大きいこと・比重が小さいこと・電気抵抗が大きいこと・化学的に安定であること・高価な金属を含まないことなどの特長が認められ，世界中で量産されている．
我々はこれまで，Sr フェライトを中心に研究を行ってきた．その中で，SrFe12O19 の元素置換により残留軌道モーメントを持った Fe2+が生じ，これが磁気異方性を向上させる可能性を見出した．そこで，Sr フェライトと Ba フェライトそれぞれの中での Fe2+の働き方の違いとその原因を究明するため，Ba フェライトの研究を開始
した．本研究では，BaFe12O19 の Ba サイトを La または Ce で置換した系列についてその磁気特性を評価するため，TSFZ 法による単結晶の育成，キュリー温度及び磁気特性の測定を行い，元素置換による影響を考察した．
当日は元素置換 Ba フェライトの測定結果を元素置換 Sr フ
ェライトの測定結果と比較することにより，磁気特性に対する Fe2+の働きとイオン半径がそれに与える影響について考察する予定である．

P30

図 1 BaFe12O19 の結晶構造及び Fe3+の配位環境

Ca2Co12P7 の単結晶育成と物性奈良 建佑 a, 森山 広大 a, 村川 譲一 a, 道岡 千城 a, 植田 浩明 a,
太田 寛人 a, 香取 浩子 a, 吉村 一良 ba京都大学 理学研究科 化学専攻 金相学研究室b

東京農工大学 物理システム工学科 香取研究室

E-mail：nara@kinso.kuchem.kyoto-u.ac.jp
A2Co12P7（A=Ca, Mg, 希土類）は Zr2Fe12P7 型の六方晶系(空間群 P6�)に属し，ab 面内において Co 原子が三角状に並んだ構造を持つ．多結晶試料については詳細に構造解析がなされているが，Ca2Co12P7 および Mg2Co12P7 についてこれまで単結晶の合成や物性に関する報告はない．リンの代わりにヒ素を用いた Ca2Co12As7 は，同構造を持ち，転移温度が 38 Kの強磁性であることが報告されている．
今回我々は，Sn を用いたフラックス法により，Ca2Co12P7 とMg2Co12P7 の単結晶試料を合成した．磁気特性およびその起源を調べることを目的として，磁化の温度依存性と磁化過程を測定したところ，Ca2Co12P7 が約 60 K で強磁性に転移することを確認した(図 1)．
発表では，磁化測定などの結果をもとに，本系における遍歴
電子由来の磁性について議論する予定である．
図 1 Ca2Co12P7 の磁化の
温度依存性

47

P31 ヨウ素結合ドナー，アクセプターを用いた電荷移動錯体の開発
中野 義明 a,b, 石田 耕大 a, 髙橋 佑輔 a, 石川 学 b, 大塚 晃弘 a,b,
矢持 秀起 a,b, 売市 幹大 c, 春木 理恵 d, 熊井 玲児 d, 足立 伸一 d,
前里 光彦 a, 北川 宏 aa
京都大学 理学研究科 化学専攻, b 京都大学 環境安全保健機構
物性科学センター, c 分子科学研究所, d 高エネルギー加速器研究機構
E-mail：nakano@kuchem.kyoto-u.ac.jp
ヨウ素結合は，ヨウ素上の電荷分布の強い異方性のために指向性が強く，結晶中の分子配列制御において重要な超分子相互作用として注目さ
EDO-TTF-I
れている．本研究では，このような相互作用を利用した配列制御や物性発現を目指して，ヨウ素結合ドナーEDO-TTF-I，ヨウ素結合アクセプタ
ー部位であるシアノ基を有する TCNQ 類の電荷移動錯体の構造と物性を検討した．
TCNQ: X = H(EDO-TTF-I)2ClO4 は，室温付近で半導体的挙動を示すが，冷却すると， F4TCNQ: X = F
190 K で相転移して金属的挙動を示した後，絶縁体へのクロスオーバー
していく．この相転移挙動と構造との関係を調べたところ，EDO-TTF-I
MDABCO分子の 2 量体が 4 量体へと変化し，その際，EDO-TTF-I 分子と ClO4 との間のヨウ素結合が 4 量体の電荷分布を安定化していることが分かった．
(MDABCO)2(TCNQ)3，(MDABCO)(F4TCNQ)はともに半導体的導電性を示し，MDABCO 同士の水素結合から成る 1 次元鎖と TCNQ，F4TCNQ の積層カラムの間に水素結合が形成されていた．また，
I2F4Bz(MDABCO)2(TCNQ)3 と I2F4Bz を混合磨砕し，赤外スペクトルを測定した
ところ，C≡N 伸縮モードが高波数側へシフトしたことから，ヨウ素結合の形成が示唆された．

P32

全 TTF 型ラジカル塩の分子および電荷配列構造の解析

石川 学 a, 中野 義明 a,b, 大塚 晃弘 a,b, 矢持 誘起 a,ba

京都大学 環境安全保健機構 附属物性科学センターb

京都大学 理学研究科 化学専攻 分子性材料分科

E-mail：m-ishikawa@kuchem.kyoto-u.ac.jp
平面形π共役分子であるテトラチアフルバレン(TTF)は，電子を放出して安定な陽イオン
ラジカルになるドナー分子であり，その誘導体は分子性機能固体の成分としてしばしば用いられる． TTF 骨格の 4 つのビニル位には，化学修飾によって様々な置換基を導入することが可能であるため，陰イオン性の置換基を持つ TTF 誘導体を用いることで，アクセプター
分子を用いた電荷移動錯体や，閉殻陰イオンを用いた従来のラジカル塩のみならず，TTF 誘導体のみによる全 TTF 型ラジカル塩を得ることが可能である．カルボキシル基とカルボキシラート基を 2 つずつ持つ TTF 誘導体，[TTF(CO2)4H2]ジアニオン(以下 TTF ジアニオン)は，
TTF，およびそのテトラメチル誘導体(TMTTF)やオクタメチレン誘導体(OMTTF)との全
TTF 型ラジカル塩を形成すると報告されている．[1-3] 上記の塩では，化学的に誘起された
電荷秩序状態が発達しており，本研究では，これらのラジカル塩中における分子配列および電荷配列について比較することで電荷不均化の機構について考察した．当日は，各結晶中の分子および電荷配列構造，さらに観測された構造的な共通点について紹介する．
S
S
references[1] N. Mercier et al., Chem. Commun., 2001, 2722-2723[2] 上中 敬太 修士論文 京都大学 2016
[3] 村上 賢太朗 修士論文 京都大学 2018

48

S

TTF

S

P33

ハロゲン結合供与性有機半導体 X2BTBT の合成と物性

福島 太陽 a, 中野 義明 a,b, 石川 学 b, 矢持 秀起 a,ba

京都大学 理学研究科 化学専攻b

京都大学 環境安全保健機構 物性科学センター

E-mail：h2s@mms.kuchem.kyoto-u.ac.jp「持続可能な社会」に向けての取り組みの重要性が叫ばれる今，孤立電子機器の電源として，軽く，無害で，作りやすく，フレキシブルな有機電子材料は最適である．一方，熱電材料はフォノン
にとってはガラスのように乱れていながら，電子にとっては結晶のように規則正しい高導電性物質
であればよいという指針（Phonon Glass Electron Crystal [1]）に基づいて開発が行われてきた．本
研究では，熱電材料として理想的な構造を構築するためにハロゲン結合に着目し，有機半導体
BTBT にハロゲンを導入した Br2BTBT，I2BTBT について検討した．
これらの分子では，ハロゲン上の電荷分布が異方的になっており，
C−X（X = Br, I）結合方向に σ ホールと呼ばれる正電荷の領域が存在し，この部分とルイス塩基の間で指向性の強いハロゲン結合が形
BTBT: X = H
成されると考えられる（図 1）．2-クロロベンズアルデヒドとジエチルジ
Br2BTBT: X = Br
I2BTBT: X = I
チオカルバミン酸ナトリウムとの反応で BTBT [2]を合成し，鉄触媒存
在下，臭素で臭素化して Br2BTBT [3]を合成した．さらに Br2BTBTをヨウ化銅（I），およびヨウ化ナトリウムでヨウ素化して I2BTBT を得た．
当日は，それらの合成，および物性の詳細を報告する．
[1] G. A. Slack, In CRC Handbook of Thermoelectrics, D. M. Rowe
Ed., CRC Press, 1995.
図 1 I2BTBT の静電ポテ[2] 東工大, DIC（株）, 特開 2015-30727, 2015-2-16.
ンシャル．青が正電荷，[3] V. S. Vyas et al., CrystEngComm, 2014, 16, 7389.
赤が負電荷の領域．

P34

アニオン部位を持つ TTF 誘導体[EDO-TTF(CO2)2H]-を用いた新規電荷秩序物質の作製

平原 誉士 a, 石川 学 b, 大塚 晃弘 a,b, 矢持 秀起 a,ba

京都大学 理学研究科 化学専攻b

京都大学 環境安全保健機構 物性科学センター

E-mail：hirahara.takashi@mms.kuchem.kyoto-u.ac.jp
分子性結晶は，化学構造自由度を始めとする多様な内部自由度を持
つ分子が凝集した系であり，分子内および分子間自由度の競合と協奏による多彩な物性発現が期待されている．中でも，ドナー分子である
テトラチアフルバレン(TTF)とその誘導体を用いた電荷秩序物質には，
温度変化のみならず光照射によって顕著な相転移を引き起こすものが知られており，学術的，応用的な関心が寄せられている[1]．我々は，分子形状や酸化還元電位が十分に異なる複数種の TTF 誘導体に周期的な積層を形成させることによる電荷秩序物質の構築を試みてきた．この手法により，既に分子全体としてジアニオンとなる TTF 誘導体を用いて相転移を起こす電荷秩序物質を得ている[2]．本研究では，新たにモノアニオンである標題化合物(A-)を合成し，従来型 TTF 誘導体(D = TMTTF, OMTTF)との周期的混晶として 1:1 組成のものを 2 種得ることに成功した．D =TMTTF ではジアニオン系では見られなかった[D, D, A, A]型積層が，D = OMTTF では[D, A,
D, A]型の積層様式が観測された．当日はこれら錯体の合成と結晶構造について報告する．
[1] K. Onda, H. Yamochi, S. Koshihara, Acc. Chem. Res., 47, 3494-3503 (2014) など[2] 平原ら 第 12 回分子科学討論会, 3D13 (2018).

49

P35 ハロゲン結合性陽イオンラジカル塩(EDO-TTF-Br2)2ReO4 の合成と構造
村上 才門 a, 中野 義明 a,b, 石川 学 b, 矢持 秀起 a,ba

京都大学 理学研究科 化学専攻b

京都大学 環境安全保健機構 物性科学センター

E-mail：saimon.m@mms.kuchem.kyoto-u.ac.jp
有機導電体は多様な物性を発現する強相関電子系の舞台として研究されている．一方，所望の物性を発現するためには，結晶中の分子配列を制御することが大きな課題である．本研究では，ハロゲン結合を構造制御や特異な物性発現に利用するため，含臭

EDO-TTF-Br2

素ドナー分子 EDO-TTF-Br2 を用いて陽イオンラジカル塩を作製し，その構造を調べた．
EDO-TTF-Br2 と(Bu4N)ReO4 を含む溶液中で電解結晶成長を行ったところ(EDO-TTF-Br2)2ReO4 の単結晶を得た．EDO-TTF-Br2 分子は結晶
学的に 2 種類（A（赤）と B（青））になっており，それらが交互に積層していた（図 1）．分子 A，B の中央の C=C の結合長は，1.353(7)，1.371(6)

図 1 分子配列

Å であり，分子 B の方が A よりもよりイオン化していると考えられる．また，
分子 A，B と ReO４の短距離接触（図 2）に着目すると，相互作用している角度から分子 B の方がより強く ReO4 と相互作用しており，分子 B の正電荷を安定化していることが示唆された．

図 2 短距離接触

P36 ヨウ素結合供与部位を導入した EDO-TTF-I2 の陽イオンラジカル塩の電解合成と構造
小野田 祥太郎 a, 中野 義明 a,b, 石川 学 b, 石田 耕大 a,
矢持 秀起 a,ba

京都大学 理学研究科 化学専攻b

京都大学 環境安全保健機構 物性科学センター

E-mail：onoda.shotaro.58c@st.kyoto-u.ac.jp
ヨウ素は C−I 結合の結合軸方向にヨウ素結合と呼ばれる指向性の強い非共有結合性相互作用を示すことから，結晶構造の制御に利用されている．これまでに我々は，ヨウ素を 1 つ導入したドナー分子
EDO-TTF-I の陽イオンラジカル塩の構造と物性について報告してき

EDO-TTF-I: X = I, Y = H
EDO-TTF-I2: X = Y = I

た[1]．本研究では，ヨウ素を 2 つ導入した EDO-TTF-I2 と ReO4 陰イ
オンからなる陽イオンラジカル塩を作製し，構造を調べた．
EDO-TTF-I2 と(Bu4N)ReO4 を含む溶液中で電解結晶成長を行ったところ複数種の黒色結晶が得られた．X 線構造解析の結果，得られた結晶の 1 つは，(EDO-TTF-I2)ReO4 の組成をとっていることが分かった（図 1）．結晶中で EDO-TTF-I2 分子は Head-to-Tail 型で積層した 2 量体を形成し，2 量体間は ReO4 陰イオンの存在により，分子長軸方向に大きくずれていた．また，EDO-TTF-I2 分子の積層方向だ
けでなく，短軸方向に隣り合った分子間にも短距離接触が見られた．
[1] Y. Nakano et al., Mater. Chem. Front., 2018, 2, 75250

図 1 (EDO-TTF-I2)ReO4
における短距離接触

P37

ヨウ素結合供与,受容部位の両方を有するオリゴチオフェンの合成と構造

橋本 塁人 a, 中野 義明 a,b,石川 学 b, 矢持 秀起 a,ba

京都大学 理学研究科 化学専攻b

京都大学 環境安全保健機構 物性科学センター

E-mail：ruito@mms.kuchem.kyoto-u.ac.jp
熱電材料の開発は，持続可能な社会を実現する上で重要な課題であるが，実用レベルの熱電材料の多くは希少・毒性元素が含まれた無機材料である．一方，資源的に豊富な高性能有機熱電材料を開発するためには，分子配列を精密に制御する必要がある.そこで我々は指向性の強い超分子相互作用である
ヨウ素結合に着目してきた．本研究では，有機熱電材料の構成
分子としてヨウ素結合供与・受容部位の両方を有するオリゴチオ
フェンを設計・合成し，その構造を調べた．
DFT 法により計算した PM-IDEtT•+の静電ポテンシャルを図 1に示す．ヨウ素上の電荷分布については，C−I 結合軸方向に σ
ホールと呼ばれる正電荷，それと垂直な方向に負電荷の領域が分布している．また，ピリミジンの窒素上は負電荷の領域となっており，ヨウ素結合受容部位となることが期待される．PMDHex4T は，DHex4T をヨウ素化して I2DHex4T [1]を得た後，
I2DHex4T と 5-エチニルピリミジンを薗頭カップリングで反応させ•+ることにより合成した．また X 線構造解析により，R 値 37.93%な 図 1 PM-IDEt4T の静電ポテンシ
ャル．青が正，赤が負電荷の領域．
がら I···N の短距離接触が確認できた．
[1] P. F. Xia et al., J. Polym. Sci., Part A: Polym. Chem., 2009, 47, 137.

P38 三角格子スピン液体 κ-(ET)2Ag2(CN)3 の一軸性歪み効果
留野慎也 a, 前里光彦 a, 吉田幸大 a, b, 平松孝章 b, 斎藤軍治 a, b,
北川 宏 a京都大学理学研究科化学専攻固体物性化学研究室 a,
名城大学農学部 b
E-mail：tomeno @kuchem.kyoto-u.ac.jp
κ-(ET)2M2(CN)3 (M = Cu, Ag)は伝導面内の ET ダイマー上にスピンが局在する三角格子
Mott 絶縁体であり，常圧ではスピン液体的振る舞いを示す[1,2]．また，κ-(ET)2Cu2(CN)3は 4 kbar 程度の静水圧下で Mott 転移する一方，κ-(ET)2Ag2(CN)3 は転移に 10 kbar の静水圧を必要とし，圧力誘起超伝導転移温度 Tsc は加圧とともに単調減少することがわかっている．我々は Tsc と三角格子の異方性の関係を調べるために，κ-(ET)2Ag2(CN)3 の一軸歪下での伝導度測定を行った．詳細は当日紹介する．

[1] Y. Shimizu et al., Phys. Rev. Lett. 91, 107001 (2003).
[2] Y. Shimizu et al., Phys. Rev. Lett. 117, 107203 (2016).

51

P39

ロジウム炭化物の電極触媒活性評価

脇坂 拓生 a, 草田 康平 a, Dongshuang Wua, Xie Weib, 古山 通久 c,
北川 宏 aa

京都大学 理学研究科 化学専攻b

九州大学 稲盛フロンティア研究センター 次世代エネルギー研究部門c

物質・材料研究機構 ナノ材料科学環境拠点

E-mail：t.wakisaka@kuchem.kyoto-u.ac.jp
元素周期表において 118 種の元素が存在する内 ，安定で我々が使用できる元素は 80種程度である．これらの元素を混ぜ合わせることで様々な機能・物性を有する材料が創出されている．しかしながら，原子レベルで混合できる元素の組み合わせは限られている．
近年，ナノサイズ化することで，バルクでは相分離する元素対からなる固溶合金が作製され，ナノ物質における材料開発の可能性が広がっている[1]．しかし，その多くは金属元素の組み合わせであり，特に触媒として有用な白金族元素と地球上で豊富に存在する窒素，炭素等の軽元素の組み合わせは十分に研究されていない．この組み合わせはバルクでは安定な合金を形成しにく
く，実験的に報告されている例は極めて稀である ．我々は，このような組み合わせの一つであるロジウム炭化物の合成に世界で初めて成功した[2]．今回我々は，得られたロジウム炭化物を電極触媒に用い，水素発生反応に対する活性評価を行った．
[1] K. Kusada and H. Kitagawa, Adv. Mater. 28, 1129 (2016)[2] 脇坂拓生 他, 第14回LTM講演会・研究交流会 (2016)

P40

図 HER polarization

電子アクセプター性の配位子を用いた新規白金四角形錯体の合成

青木 健太郎, 大坪 主弥, 北川 宏
京都大学 理学研究科 化学専攻 固体物性科学研究室
E-mail：kentaro_aoki@ssc.kuchem.kyoto-u.ac.jp
環状金属錯体はこれまでに多く合成されてきており，その選択的な分子吸着特性や反応場などの機能についても研究されている[1]．しかし，環状
金属錯体に対して置換基修飾を施すことで機能開拓を行った例はほとんどない．今回我々は，電子アクセプター性を有する dpndi（N,N’-di(4-pyridyl)-1,4,5,8-naphthalene diimide）を配 位子に 用い て環状 四角 形錯体 の合 成を行 った .dpndi と Pt 錯体 Pt(en)(NO3)2 （ en =ethylenediamine）を溶液中で三週間加熱攪拌して環状四角形
錯体[Pt(en)(dpndi)]4(NO3)8 を合成し，対アニオン交換を行って[Pt(en)(dpndi)]4(SO4)4·20H2O（錯体 1）の単結晶を得た. 単結晶 X 線回折からは，錯体 1 が Pt–Pt 距離 19.445(3) Å の明瞭な四角形構造を有することが確認された（Figure）．サイ
クリックボルタンメトリーからは，フリーの配位子である
dpndi と比較して第一波，第二波ともに低電位側にシフトしており，錯体 1 がより容易に還元されることが明らかとなった．詳細は当日報告する．
Fig. 錯体 1 の 100 K におけReference
る結晶構造．対アニオンお[1] a) P. J. Stang et al., Chem. Rev., 2015, 115, 7001.
よび結晶水は省略．
b) A. Kumar et al., Coord. Chem. Rev. 2008, 252, 922.

52

P41

新規白金三価複核錯体の合成と物性

森山 隼人, 大坪 主弥, 北川 宏
京都大学 理学研究科 化学専攻 固体物性化学研究室
E-mail：moriyama.hayato.54m@ssc.kuchem.kyoto-u.ac.jp
一次元ハロゲン架橋複核金属錯体(MMX-chain 錯体)は，複核化した金属とハロゲンが交互に並んだ一次元鎖状の骨格を持つ．配位子としてジチオ酢酸系を用いた MMX-chain 錯体は中性の一次元鎖状構造を持ち，ハロゲン架橋型の錯体として初の金属的伝導性を発現する系である [1]．配位子のアルキル鎖の炭素数を系統的に変化させた錯体は報告されてきたが，配位子に金属との配位サイトを持たせて次元性の拡張を実現した例はない．この観点から我々は，アルキル鎖に配位能を有するジチオ酢酸系配位子(4-Cyanodithiobenzoic
acid: Hcdtb)を用いて新規 MMX-chain 錯体の合成を目指した．本研究では，水熱合成法を用いることで
MMX-chain 錯体の前駆体である新規白金三価複核錯体 Pt2(cdtb)4I2 を得た．単結晶 X 線回折測定の結果，明瞭な白金の二核構造が確認された(図 1)．詳しい合成法と物性に関しては当日報告する．

図 1 新規白金三価複核錯体
Pt2(cdtb)4I2 の構造[1] M. Mitsumi et al., J. Am. Chem. Soc., 123, 11179 (2001)

P42

Si(111)表面上の In 単原子層金属の構造：LEED と STM による研究

寺川 成海，八田 振一郎，奥山 弘，有賀 哲也
京都大学 理学研究科 化学専攻
E-mail：terakawa@surf.kuchem.kyoto-u.ac.jp
半導体表面上に単原子層の金属を吸着させた系は究極に薄い金属とみなせ，2 次元電子系の物性を探索する上で興味深い．しかし，実際に 2 次元的な電子状態をもつ単原子層金属の例は非常に少ない．最近，我々は Si(111)表面に In を吸着させたときにできる‘√7×√3’hex と呼ばれる相がそのような単原子層金属であることを明らかにした[1]．しかしその真の原子構造は未解明である。そこで，この相の原子構造を低速電子回折(LEED)および走査トンネル顕微鏡(STM)を用いて調べた．
hex 相は√7×√3 周期を持つと考えられていた[2]．しかし，hex 相の_ LEED パターンのス

8.9 Å
ポット位置は√7×√3 逆格子からずれており，その位置から求めた[110]方向の周期は_であった。これは √7×√3 の場合の 93%に相当する．STM 実験では，hex 相は[112]方向に沿った鎖状構造として観察された．この原子鎖にはジグザグ型と直線型の 2 種類が見られ，原子鎖間の平均間隔は LEED で得られた周期と一致した．これらの実験結果は，In 原子と下地の Si 原子との位置関係を考慮した束縛条件を用いた簡単なモデルで再現でき，hex
相_が√7×√3 周期から 1 方向（[110]方向）に 2.1%収縮した不整合構造をもつことがわかった．
[1] S. Terakawa, et al., J. Phys.: Condens. Matter 30, 365002 (2018).
[2] A. A. Saranin, et al., Phys. Rev. B 74, 035436 (2006).

53

P43

LaFeAsO1-xHx の第二反強磁性相における NMR

藤原直樹 a, 桑山昂典 a, 中川悟志 a, 飯村壮史 b, 松石聡 b , 細野秀雄 ba

京都大学 人間・環境学研究科b

東京工業大学 フロンティア・応用セラ研

E-mail：takeuchi.masayoshi.54e@st.kyoto-u.ac.jp1111 系超伝導体 LaFeAsO1-xHx は，H ドープ量が増えると，反強磁性(AFM)相に続いて二つの超伝導ドームが現れ，さらに高ドープ領域で再び AFM 相 (x ≥ 0.49) が現れる[1-4]．
高圧下では，二つのドームが一つになり，磁気揺
らぎは常圧の場合とほとんど変化がないにもかかわらず, 超伝導転移温度 TC は大幅に上昇する[3]．
一方，第二 AFM 相では加圧によりネール点 TN が減少する [4]．
今回，我々は x=0.6 の試料において最大 4.0
GPa の圧力下で核磁気共鳴測定を行った結果，反強磁性がほぼ消滅し，4.0 GPa が圧力誘起の量子臨界点であることが明らかになった．
[1] N. Fujiwara et al., Phys. Rev. Lett.111, 097002 (2013).
[2] R. Sakurai et al., Phys. Rev.B 91, 064509 (2015).
[3] N. Kawaguchi et al., Phys. Rev. B 94, 161104(R) (2016).
[4] N. Fujiwara et al., Phys. Rev. B 96, 140507 (R) (2017)

P44

FeSe1-xSx (x = 0.12)における高圧下 77Se - NMR 測定

桑山 昂典 a, 松浦 康平 b, 水上 雄太 b, 笠原 成 c, 松田 祐司 c,
芝内 孝禎 b, 上床 美也 d, 藤原 直樹 aa

京都大学 人間・環境学研究科，b 東京大学 新領域創成科学研究科，c

京都大学 理学研究科，d 東京大学 物性研究所

E-mail：kuwayama.takanori.55e@st.kyoto-u.ac.jp
FeSe は常圧で反強磁性を伴わないネマティック転移を生じ，圧力を加えると 2-6 GPa の範囲で反強磁性を示し，磁気秩序の消失とともに 6 GPa 付近で超伝導転移温度 Tc ~37 K の超伝導ピークを持つ．また，Se サイトを S で置換することによりネマティック転移温度は抑制され，ネマティック相と圧力誘起反強磁性相の間にピークを持つ超伝導ドームが現れる．[1] この超伝導領域において磁気ゆらぎと Tc との相関を探ることは，FeSe 系，ひいては Fe 系超伝導一般における超伝導発現機構を解明するために重要な役割を果たすと考え
100

られる．
我々は，Tc と各種ゆらぎの相関を調べるため，FeSe1-xSx (x =Tc at 0 T
Tc at 6.02 T
Tnem

80

0.12) において 77Se-NMR を行い，核スピン-格子緩和率 1/T1 の

0.3

40

-1

Nematic-1-1

いことがわかった．今回の発表では，この反強磁性揺らぎの異常な圧力変化が Fermi 面のトポロジー変化で説明できることを議論する．
[1] K. Matsuura et al., Nat. Commun. 8, 1143 (2017).

54(T1T) (s K )常圧の方が反強磁性相近傍の 3.0 GPa よりも磁気揺らぎが小さ

0.4

60
T (K)

温度・圧力依存性を調べた．その結果，磁気秩序を示さない

0.2

20

SC1
0

0.1

SC2
1

2

3

P (GPa)

図

1/T1T の圧力変化

P45

Co3Sn2S2 の低磁場ホール抵抗測定

渋田見 雄貴，田畑 吉計，和氣 剛，中村 裕之
京都大学 工学研究科 材料工学専攻 磁性物理学研究室
E-mail：shibutami.yuki.87s@st.kyoto-u.ac.jp
シャンダイト型遷移金属化合物 Co3Sn2S2（Co シャンダイト）は，磁性原子である Co がカゴメ格子を形成する強磁性体であり，キュリー温度は TC ≈ 172 Kである．近年の研究の結果，Co シャンダイトには転移温度近傍の低磁場領域において磁化の異常や交流磁化率における遅いスピンダイナミクスといった特徴が見られることから，
未知の磁気相が存在していると考えられている[1]．磁化や交流磁化率の特徴がスカーミオン格子相に見られる特徴と類似していることなどから，Co シャンダイトにおいても低磁場領域にスカーミオンのようなトポロジカルな性質を持ったカイラルスピンテクスチャが発現している可能性がある．
本研究では，ホール抵抗測定からカイラリティに由来するトポロジカルホール抵抗を見積もり，Co シャンダイトにおけるカイラル構造の有無について調べた．その結果，未知の磁気相内にあたる TC のごく近傍で，磁化に比例する自明な異常ホール抵抗以外の正の寄与
Δρxy(>0)が観測された他，未知相の外の強磁性領域においては負の寄与 Δρxy(<0)が観測された．観測された付加項がカイラルなスピンテクスチャの出現を示すものかどうか，現在検討中である．
[1] M. A. Kassem et al., Phys. Rev. B 96, 014429 (2017).

P46

η-カーバイド型酸化物 Zr3Cr3O の磁性

堀川滉貴，和氣剛，田畑吉計，中村裕之
京都大学大学院 工学研究科 材料工学専攻 磁性物理学研究室
E-mail: horikawa.koki.73e@st.kyoto-u.ac.jp
η-カーバイド型化合物は空間群 Fd-3m に属しており，一般には T3M3Xという組成式で表される．遷移金属 T はパイロクロア格子と四面体格子が組み合わさった
星型四面体副格子を形成している．この格子は四面体を基調としているため，低温まで秩序状態が不安定化し，ゆらぎの大きな状態が残る幾何学的フラストレーションの効果が期待される．
これまでの η-カーバイド型化合物の研究は，主に Fe を磁性元素とした Fe3Mo3N や
Fe3W3N を中心に行われていた．本研究ではより反強磁性的な相関を期待し，Cr を含む化合物に注目した．これまでの T = Cr の η-カーバイド型化合物の報告は Zr3Cr3O のみで，詳細な物性報告はなされていない．そこで本研究では Zr3Cr3O の物性探索を行った．現状
では Zr3Cr3O の純良試料合成の条件の検討を行っている．今後は Zr3Cr3O の磁性などを解明し，新奇な物性の探索を行う．

55

P47

La-Co 置換 SrM 型フェライトの Al,Cr,Mn 添加による
磁気異方性に対する影響

西田 浩紀，和氣 剛，田畑 吉計，中村 裕之
京都大学 工学研究科 材料工学専攻 磁性物理学研究室
E-mail : nishida.hiroki.63x@st.kyoto-u.ac.jp
M 型フェライト（AFe12O19 A=Ca, Sr, Ba, Pb) は化学的に安定で，また安価であることか
ら永久磁石として幅広い用途に用いられており非常に高い普及率を誇る．Fe3+ の一部を
Co2+に置換し電荷補償として Sr2+に La3+を置換することで，磁気異方性が向上することが知られている．5 種類の Fe3+サイトのうち四面体サイトである 4f1 サイトに置換した Co2+のみが磁気異方性の向上に寄与することが近年の研究で明らかになった．我々は八面体サイト(12k,2a,4f2)への志向性がある三価の金属（Al3+,Cr3+,Mn3+)を同時に置換することによって
Co2+のサイト選択を 4f1 に集中させ，Co 置換による磁気異方性増加の効率を向上させること を 試 み た ． セ ル フ フ ラ ッ ク ス 法 を 用 い て 様 々 な 仕 込 み 組 成 の 単 結 晶 Sr1-xLaxFe12-yzCoyAz(A=Al

3+,Cr3+,Mn3+)を作成した．これらの単結晶の組成分析及び磁気異方性の評価を今後行っていく予定である．

P48 六方晶ラーベス相𝐙𝐙𝐙𝐙𝐙𝐙𝐙𝐙𝐙𝐙 𝐙𝐙𝐙𝐙𝐙𝟐𝟐 の磁性

三浦 瑞生 a，和氣 剛 a，田畑 吉計 a，中村 裕之 aa
京都大学 工学研究科 材料工学専攻 磁性物理学研究室
E-mail : miura.tamaki.56x@st.kyoto-u.ac.jp
現在の永久磁石の市場は，磁気特性に優れ高価な希土類磁石と，廉価なフェライト磁石の両極端に二分されており，これらの間を埋める磁石は新たな市場を開拓する可性がある．安価な Zr を用い，比較的飽和磁化が大きいラーベス相化合物ZrFe� はその候補の一つである．構造は等方的な立方晶 C15 型であり永久磁石には向かないが，高温相として一軸異方性のある六方晶 C36 型が存在しており，この相を室温で安定化できれば永久磁石への応用が期待できる．
本研究では 2 つの方法を用いて室温で六方晶を得ることを試みた．一方はZrFe��δ を高温から急冷する方法であり，もう一方は Sb を添加することで六方晶相を室温で安定化する方法である．これまでの結果，前者の方法は半分以上が六方晶相の試料が得られ，後者の方法では六方晶相が大部分を占める試料が得られた．後者の試料の磁化測定を行ったと
ころ Sb が含まれていても室温で強磁性を示すことがわかった．

56

P49 トポロジカル絶縁体の表面状態におけるスピン流―電流変換
安藤 裕一郎 a, 白石 誠司 aa京都大学 工学研究科 電子工学専攻 電子物理工学講座

E-mail：ando@kuee.kyoto-u.ac.jp
トポロジカル絶縁体（TI）の表面状態では伝導電子の運動量によりスピンの向きが一意に決まるスピン運動量ロックにより，高効率なスピン流電流変換が期待されている．本研究では銅を用いた横型スピンバルブを用いて純スピン流を生成し，TI に注入することにより，スピン流電流変換効率を評価した．
Figure 1(a)に実際に作製したスピンデバイスの走査型電子顕微
鏡像を示す．Ni80Fe20（Py）から Cu チャネルに電流を印加することにより，Cu 中にスピン蓄積を生成する．Cu チャネルに TI を接合することにより蓄積したスピンの一部が流入し，Cu 中に残留するスピンが減少することが期待される．実際にスピン蓄積量を評価したところ（Figure 1(b)），スピン蓄積信号の明瞭な減少を確認した．発表ではスピン流電流変換の実験結果および変換効率を評価した結果についても報告する．

P50 高温超伝導体テラヘルツ光源における円偏光特性の精密評価
前田 慶一郎, 中村 恵大, アセム エルアラビ, 藤田 秀眞, 掛谷 一弘
京都大学 工学研究科 電子工学専攻 集積機能工学講座
E-mail：maeda.keiichiro.63m@st.kyoto-u.ac.jp
テラヘルツ波と呼ばれる振動数が0.1から10テラヘルツ（THz）の領域の電磁波について
は，分析や通信などの応用を目的として，光源の開発が進められている．その中でも，高温超伝導体Bi-2212を用いたテラヘルツ光源は，ジョセフソン接合を用いた新しいデバイスである．高温超伝導テラヘルツ光源から連続的に放射された電磁波における発振周波数は，
高温超伝導体単結晶上に形成されるメサ構造の形状によって決定されることが知られている[1]．これまでに我々は，正方形から角を切り取った切対角正方形のメサ構造を作製し，0.4 THz付近の周波数において，99.7 %に及ぶ円偏光度の電磁波の放射を報告した[2]．また，
図1のような円盤の周囲の一部を切り取った形状のメサ構造でも，円偏光の放射を報告した[3]．しかし，これまでの測定は偏光子の透過率のみであり，円偏光の重要なパラメーターである電場のカイラリティ（回転方向）については測定されていなかった．
カイラリティを測定するためには，テラヘルツ領域で使用可能
な QWP（4 分の 1 波長板）を光学系に挿入し，透過強度測定を行うことで，ストークスパラメータを算出することが必須である．
今回，図 1 に示した円形状メサからの放射電磁波におけるカイラ
リティを，ストークスパラメータの算出により，測定したので 図 1 測定したデバイス
報告する．
[1] I. Kakeya and H. -B. Wang, Supercond. Sci. Technol. 29, 073001(2016).
[2] A. Elarabi et al., Phys. Rev. Appl. 8, 064034(2017).
[3] A. Erarabi et al., Appl. Phys. Lett. 113, 052601(2018).

57

P51

× E system
On the energy splitting in the Jahn-Teller E○

Kohei Tada
Graduate School of Engineering, Kyoto University
E-mail：tada.kohei.6c@kyoto-u.ac.jp
× E molecular system is possible to distort its molecular structure from an equilateralAn E○

triangle to an isosceles-triangle by the Jahn-Teller (JT) effect. Assuming the potential barriers arehigh enough to localize the wave function of this system at three minima of the potential energy
surface (corresponding to the isosceles-triangular structure), the Schrödinger equation for thissystem can be converted into the equation for a hindered rotor, i.e. the equation for a particle on acircle with trigonometric circumferential potential functions. The quantum condition for hindered
rotors based on the Wentzel-Kramers-Brillouin (WKB) method has already reported in Ref. 1. I
numerically solved this condition equation and obtained the relationship between the energy splitting
due to the JT effect and the height of the circumferential potential barriers for the vibrationallyground state. Based on this calculation, the observed discrete features of the vibronic bands of nitrate
radical (NO3), reported in Refs. 2 – 4, can be explained to be due to the JT effect.
[1] W. H. Miller, Science 233, 171 (1986).
[2] R. T. Carter, K. F. Schmidt, H. Bitto, and J. R. Huber, Chem. Phys. Lett. 257, 297 (1996).
[3] K. Tada, W. Kashihara, M. Baba, T. Ishiwata, E. Hirota, and S. Kasahara, J. Chem. Phys. 141,
184307 (2014).
[4] K. Tada, K. Teramoto, T. Ishiwata, E. Hirota, and S. Kasahara, J. Chem. Phys. 142, 114302(2015).

58

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
平成 30 年度
理学研究科・化学
理学研究科・物理学第一理学研究科・その他
人間・環境学研究科
工学研究科
医学研究科
薬学研究科
農学研究科
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
721
7,880
0
88
211
516
198
74
1,706
0

11 月
816
7,842
0
757
405
629
28
0
0
42

12 月
966
7,746
0
469
0
400
30
74
0
0

1月
404
7,982
0
593
0
584
198
34
484
0

2月
788
8,349
74
582
212
394
41
94
255
0

3月
683
7,411
0
454
78
414
33
68
0
49

合計
4,378
47,210
74
2,943
906
2,937
528
344
2,445
91

1,626

2,183

2,568

1,579

1,366

926

10,24813,02012,702

12,253

11,85812,155

10,116

72,104

液体窒素供給量
平成 30 年度
理学研究科・化学（含窒素ガス利用分）
理学研究科・物理学第一理学研究科・その他
人間・環境学研究科
工学研究科
医学研究科
医学部附属病院
薬学研究科
農学研究科
エネルギー科学研究科
情報学研究科
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
国際高等研究院
放射性同位元素総合センター
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

単位：リットル

10 月
4,792
2,482
807
737
639
957
40
301
2,338
781
0
807
50
1,998
31
114
618
346
782
18,620

11 月
4,559
2,246
555
438
551
797
29
499
2,084
774
0
996
44
1,902
147
128
810
349
506
17,414

12 月
4,259
2,669
686
442
662
757
50
0
2,481
750
0
923
33
2,067
62
130
794
233
622
17,620

1月
4,079
2,938
522
408
769
703
31
0
2,303
856
0
801
8
1,593
0
121
758
348
656
16,894

2月
4,520
2,358
786
515
757
744
31
0
1,970
404
10
720
16
1,700
0
173
512
347
421
15,9843月
合計
5,068 27,277
2,010 14,703
585
3,941
283
2,823
517
3,895
496
4,454
11
192
0
800
1,816 12,992
301
3,866
0
10
785
5,032
45
196
1,741 11,001
0
240
192
858
660
4,152
329
1,952
250
3,237
15,089 101,621

59

宇治キャンパス
液体ヘリウム供給量
平成 30 年度

単位：リットル

10 月
449
54
1,652
0
2,155

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

11 月
96
130
1,961
0
2,187

12 月
385
74
1,393
163
2,015

1月
290
142
1,672
0
2,104

2月
495
105
1,641
0
2,241

3月
213
0
1,474
0
1,687

12 月
443
120
1,466
8
2,598
454
5,089

1月
250
130
1,262
35
2,607
548
4,832

2月
210
194
1,158
18
2,300
534
4,414

3月
360
136
1,382
0
1,976
388
4,242

合計
1,928
505
9,793
163
12,389液体窒素供給量
平成 30 年度

単位：リットル

10 月
448
390
1,546
0
2,863
460
5,707

液体窒素供給量
農学研究科・農学部
工学研究科・工学部
エネルギー理工学研究所
産官学連携本部
化学研究所
生存圏研究所
合
計

11 月
428
280
1,528
61
3,153
415
5,865

合計
2,139
1,250
8,342
122
15,497
2,799
30,149

桂キャンパス
液体ヘリウム供給量
平成 30 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
359
239
414
96
47
118
1,273

11 月
493
324
422
129
98
85
1,551

12 月
502
299
386
137
36
95
1,455

1月
295
182
470
119
56
146
1,268

2月
362
253
386
79
44
78
1,202

3月
287
285
396
78
35
76
1,157

合計
2,298
1,582
2,474
638
316
598
7,906

液体窒素供給量
平成 30 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・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

60

単位：リットル

10 月
37
115
88
119
582
12,071
1,669
1,070
739
1,172
1,337
189
19,188

11 月
69
79
76
111
2,473
12,194
1,619
990
605
1,689
1,538
275
21,718

12 月
30
96
109
85
946
10,198
1,608
832
785
1,190
1,085
253
17,217

1月

7
74
68
120
2,923
10,821
1,874
1,185
721
1,208
1,292
254
20,547

2月

0
69
86
79
2,042
10,740
1,842
1,147
766
1,128
1,162
173
19,234

3月

合計
6
149
45
478
48
475
79
593
2,022 10,988
11,132 67,156
985
9,597
581
5,805
573
4,189
982
7,369
1,081
7,495
185
1,329
17,719 115,623

寒剤供給関係業務担当者
キャンパス 施 設 設 置 場 所担  当  者 

北部構内・極低温寒剤供給施設

佐々木豊  、大塚晃弘  
五十嵐聡  、玉野健一  横山幸治 寒剤配送トラック  

北部構内・理学部６号館 /1&(今村隆一  

極低温物性化学実験室

市川能也 宇治 $ クラスター・液体窒素 &(西崎修司 桂 桂  
多田康平 桂 桂  、掛谷一弘 桂  中村武恒 桂  、小林洋治 桂）

吉   田宇   治  桂% クラスター・極低温施設
& クラスター・液体窒素 &(電  話             吉田キャンパスヘリウムガス回収中継所責任者（２０１９年４月現在）
 所   属№  部   局
 中 継 所 名 設 置 場 所 責任者
 電   話１ 大学院理学研究科 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












２ 放射性同位元素 ＲＩセンター  ＲＩセンター 総合センター  分館地階

稼働休止中 環境安全保健機構














低温物質管理部門

３ 大学院農学研究科  農 学 部

農学部総合館地階 寺本好邦 Ｓ－０１４室

森林科学
６２５７



















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











佐々木豊

物理学・宇宙物理学
３７５５















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

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 環境安全保健機構



低温物質管理部門

７ 大学院工学研究科  材 料 工 学

工学部総合校舎地階 稼働休止中 環境安全保健機構
低温物質管理部門
  ００８号室













８ 大学院工学研究科  物 理 工 学 物理系校舎
 地階０１５室和氣剛

材料工学
５４８６



















９ 工  学  部 工学部ＲＩ研究 １階ヘリウム回収室 稼働休止中 環境安全保健機構
低温物質管理部門
実験棟









  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

















  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









  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















 大学院医学研究科












脳機能総合研究センター 物質－細胞統合
システム拠点  旧産科病棟松橋眞生１階ガスバッグ室

てんかん・運動異常 
生理学講座 病 



L&H06 研究棟&RPSOH[ 大学院薬学研究科 医薬系総合研究棟

L&H06 研究棟地階００９号室








辻本将彦L&H06 解析センター
９７７２









医薬創成情報科学
４５６１



地下１階Ｂ１１６ 井貫晋輔
ヘリウム回収室

61

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
平成 31 年 4 月 1 日

吉

氏

名

村

一

佐々木

62

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

佐

藤

智

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
akirai@scphys.kyoto-u.ac.jp
TEL 7755
総合研究 5 号館 303
sbsato@em.biophys.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

環境安全保健機構 低温物質専門委員会委員名簿
平成 31 年 4 月 1 日

委員名
佐々木

所

属

ＴＥＬ

連

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

佐

藤

智

国際高等教育院／
理学／ LTM ２号委員

7755

sbsato@ltm.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

白

井

康

之

エネ研

４号委員

3328

shirai@pe.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

平成 31 年 4 月 1 日～令和 2 年 3 月 31 日

63

「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）.

64

編集後記
低温物質科学研究センターを改組して，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に主業務を移し，共同利用業務の一部を理学研究科低温物質科学研究支援室に移し，教員は理学研究科に異動して研究教育業務を継続しつつ，前述の各業務を兼務して行うという複雑な体制に移行して以来，はや３年が経過致しました．元センター教員にとっては，いくつにも分断された組織と会議を渡り歩き，時間の浪費を強いられるという点で，決して好ましい
改組ではありませんでしたが，なんとかこの３年を大禍なく乗り切れたことをご協力いただいた皆様方に感謝いたします．
筆者が駆け出しの若造であった頃には，液化機の重篤なトラブルで液体ヘリウムを大量に使う実験が継続不能となり，他キャンパスの液化装置を頼りに，ボンベに充填した蒸発ガスをト
ラック一杯につんで運んでは液体ヘリウムを持ち帰るという，今では考えられないようなこともしました．そんな無茶な行動も笑顔で支えてくれた先人たちの慧眼のおかげで，本学吉田地
区には総延長 5km にものぼる回収配管と二重化された液化設備が完備しております．さらには，関係者の並々ならぬ努力と啓発活動に支えられた高回収率利用により，3 地区あわせて年間 18万リットルにものぼる液体ヘリウム利用を継続して安定運用しております．昨今，世間を賑わせておりますヘリウム不足は，我々のところにも押し寄せ，損失ヘリウムを補充することも儘
ならぬ状況にありますが，なんとかこれまでは学内で必要とされる量の液体ヘリウムを必要な時に供給し続けることができました．今後どこまで持ちこたえられるか自信を持って推定することはできませんが，利用者各人が 100% 回収を守ってくださることが，持続的な研究環境の維持への鍵であることは断言できます．
そこのアナタ，“ちょっとだけだから”と逃さないでください！
Y. S

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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34号 2019年6月 Volume 34, June 2019
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

66

刷：創文堂印刷株式会社