P1-020C ＜固体物理（誘電体、半導体等、B以外）＞
PF BL-7C

共鳴 X 線ラマン散乱による
SrTiO3 の電子構造の温度依存性
Temperature Dependent Electronic Structure of SrTiO3
by means of Resonant X-ray Raman Scattering.
高橋瑞樹 1、上出晴輝 1、野澤俊介 2、中島伸夫 3、岩住俊明 4、手塚泰久 1、1
弘前大院理工、2 物構研 PF、3 広島大院理、4 大阪府大院工Intensity (arb.unit)

Intensity (arb.unit)

ペロブスカイト型酸化物 SrTiO3 (STO)
は、絶対零度まで常誘電性を示すことが知られている。また、105K でゾーン境界
SrTiO3(100)型の構造相転移をするが、物性の変化はTi K XAFS20小さい。一方で、強誘電体 BaTiO₃では、10RT
1
強誘電相転移において、Ti-O 間の共有結合が大きな影響を与えていることが確認 4960 4970 4980 4990 5000 5010
Photon Energy (eV)されている。本研究では最も基本的なペ 図 1 SrTiO3(100)の Ti K 吸収スペ
ロブスカイト構造を持っている STO の電 クトル子構造の温度依存性の研究を行った。TiLLⅢ
RT
SrTiO3(100)eg Ⅱ
Kα1 t2g
K 吸収端付近において Ti 2p3d 及び Ti 2p4p
40K
eg t2gTi K XRS Kα2励起（下線は正孔の意）による共鳴ラマン散乱(XRS)[1,2]とそれらの温度依存性の20測定を行った。測定は KEK•PF の BL-7Cで行い、試料は単結晶(100)面を用いた。
図 1 は、STO(100)の Ti K 吸収スペクト10ルである。4980 eV 以上の主構造は Ti 4p構造であり、吸収端構造は Ti 3d 構造を反映している。縦線で示したエネルギーでTi 3d 共鳴 XRS の測定を行った。
480470460450
Raman Shift (eV)
図 2 は、Ti 3d 共鳴 XRS スペクトルであ
図2SrTiO3(100)の Ti K 共鳴 XRSる。発光スペクトルを励起エネルギーかの温度依存性らのエネルギーロス(Raman Shift)で表している。エネルギー一定で表されているのがラマンピークであり、蛍光ピークは移動するように表されている。
ここでは、結晶場で分裂している Ti 3d の t2g と eg ピークが観測されており Ti 3d 共鳴時に温度依存性を示している。これは、温度変化により Ti-O共有結合性が変化していることを表している。講演では、105K における構造相転移と電子構造の関係を詳細な結果とともに発表する予定である。
[1] Y. Tezuka, et al., J. Phys. Soc. Jpn. 83, 014707 (2014).
[2] Y. Tezuka, et al., J. Electron Spectrosc. Relat. Phenom. 220, 114-117 (2017).

P1-021C ＜固体物理（誘電体、半導体等、B以外）＞
PF･BL6C

蛍光 X 線ホログラフィーによる A サイト秩序型ペロブス
カイト CaCu3Ti4O12 の局所構造の研究
Local Structure Study of A-site Ordered Perovskite
CaCu3Ti4O12 by means of X-ray Fluorescence Holography
上出晴輝 1、任皓駿 1、渡辺孝夫 1、八方直久 2、木村耕治 3、林好一 3、細川伸也 4、手塚泰久*1
1
弘前大院理工、2 広島市大情報、3 名工大院工、4 熊本大院先端A サイト秩序型ペロブスカイト
CaCu3Ti4O12 (以下 CCTO)は、100K~600K の温度領域で ε～10⁴と巨大な誘電率を示す一方で、約 100K 以下で構造相転移を伴わず誘電率が急激に減少する誘電異常を示すことが報告されている[1]。しかし、誘電率異常の本質は未だ明らかになっていない。我々は、これらの誘電異常を理解するために電子構造の研究が重要であると考え、これまで Ti Kおよび Cu K 共鳴 X 線ラマン散乱（XRS）と 図 1: 室温での Cu Kα XFH にそれらの温度依存性や方向角依存性、Ti 2p, よる最近接 Ti の原子像。
Cu 2p, O 1s 共鳴 XRS の測定を報告してきた[2-4]。本研究では、蛍光 X 線ホログラフィー(XFH)を用いて、CCTO の局所結晶構造の研究を行った。実験は、Photon Factory BL-6Cで行い、試料は単結晶 CCTO の(100)面を用いた。これまでに行った室温と誘電異常温度以下の 80K での測定に加えて、誘電異常温度直上の 120K で測定を行った。
図 1、2 は、それぞれ室温と 80K における、Cu Kα 蛍光 XFH で得られた最近接 Ti 面の原 図 2: 80K での Cu Kα XFH に子像である。X 線回折実験[5]による原子位置 よる最近接 Ti の原子像。
が白丸で示してある。XFH は原子位置をほぼ再現しているように見えるが、室温で一部に一致しない像が見られる。これは、XRD では得られなかった局所構造を観測したと考えられる。講演では、誘電異常温度前後での局所構造の温度依存性の詳細を報告する予定である。
[1] A.P. Ramirez, et al., Solid State Commun., 115, 217 (2000).
[2]手塚他、量子ビームサイエンスフェスタ 186 (2016), 025(2017), 013C(2018)[3] Y.Tezuka, et al., J. Phys. Soc. Jpn. 83, 014707 (2014)[4] Y.Tezuka, et al., J. Electron Spectrosc. Relat. Phenom. 220, 114-117 (2017).
[5] B.Bochu, et al., J. Solid State Chem.29,291 (1979).

P2-015C ＜固体物理（誘電体、半導体等、B以外）＞
MLF-BL19

Cu-Pd-Fe 三元合金の規則・不規則相転移 II
Order-disorder phase transition in Cu-Pd-Fe ternary alloys II
高橋美和子 1 , 宮崎 亮 2 , 川崎卓郎 3 , ハルヨ ステファヌス 3 , 山田 武 4
筑波大数理物質 1 , 筑波大応用理工 2 , JAEA J-PARC3 , 総合科学研究機構 4
Cu-Pd 合金は fcc を基本格子とする固溶合金であるが、Cu 高濃度領域で Cu3 Au 型、Cu3 Au型由来の低次元長周期構造、および CsCl 型と組成によって様々な規則格子を形成し、その相図は複雑である。特に Pd 濃度 xPd =40(at%) 近傍で生じる fcc の不規則相 (α 相）と bcc を基本格子とする CsCl 型構造の規則相 (β 相）間の規則・不規則相転移は、原子の配列変化のみならず格子そのものの大きな変形を伴う特異な相転移である。また xPd =40 は α-β 相転移の転移温度 Tc が最大となる組成であるが、これは CsCl 型構造が最も安定とされる 1:1 組成から Cu 組成側に大きくずれている。α-β 相転移については数多くの研究報告があるが未だそのメカニズムは明確では無い。本研究では高温相に fcc 構造、低温相に bcc 構造を有する Fe に着目し、Cu-Pd 合金に Feを低濃度で固溶させた Cu-Pd-Fe 合金について、Fe が相転移現象にどのような影響を与えるかを中性子回折測定により調べた。図１に J-PARC・MLF の BL19 に設置された工学材料回折装置「匠」を用いた高温 in-situ 測定の結果を CsCl 型構造を規則格子とする Cu57 Pd38 Fe5 ((a))、および Cu3 Au 型構造を規則格子とする Cu66 Pd24 Fe10 ((b)) の２試料について示す。(a) では β 相は常に α 相と共存し、β → α 相転移は Cu-Pd 合金の相境界温度 Tc 0 より高温側の広い温度領域で起きていることを示している。一方、(b) では転移温度に幅はみられず、相転移は典型的な一次相転移の様相を示している。これらの結果は Cu-Pd 合金において、CsCl 型と Cu3 Au 型では規則格子の形成メカニズムが異なり、従って Fe が相転移に与える効果が違うためと考えられる。

(b)

(a)
-210452
Cu57Pd38Fe5CsCl(110)fcc(111)00500

600700oTemperature ( C)

800900Intensity (arb. units)

61000

Tc

8800

6600

4400

2200

Cu66Pd24Fe10
Cu3Au(110)fcc(111)0400

450500550600

Intensity (arb. units)

15400

10Tc 8x10Tc0

Intensity (arb. units)

Intensity (arb. units)

200650oTemperature ( C)

図 1 (a)Cu57 Pd38 Fe5 の CsCl 型 構 造 お よ び fcc 構 造 か ら の 反 射 強 度 の 温 度 依 存 性 。

(b)Cu66 Pd24 Fe10 の Cu3 Au 型規則格子反射、および基本格子 (fcc 構造）反射強度の温度依存性。

P2-016C ＜固体物理（誘電体、半導体等、B以外）＞
MLF-BL14

β-Sn におけるフォノン分散関係の観測
Phonon dynamics in β-Sn
高橋美和子 1 , 河村聖子 2 , 中島健次 2
筑波大数理物質 1 , JAEA J-PARC2β-Sn で観測される異方的な散漫散乱の起源、及びこれと α-β 構造相転移との関係を調べるた
めに β-Sn 単結晶の非弾性散乱測定を J-PARC MLF の BL14 に設置された冷中性子ディスクチョッパー型分光器 AMATERAS を用いて行った。β-Sn の単結晶回折測定では HHL 面上に筋状の散漫散乱が観測されているが、これとほぼ同様の強度分布が同じ逆格子面で測定した非弾性散乱強度分布に観測され、この異方的な散漫散乱がフォノンに起因する熱的なものであることが示唆された。また α-β 相転移過程において、この筋状の散漫散乱が現れる z.b. 上 の X 点に超格子反射的なピークの出現が観測されているが、このピークが今回の測定において非弾性散乱成分として観測された。これらの散乱の起源を明らかにするために、AMATERAS で得られたスペクトルと β-Sn におけるフォノン分散の計算結果との比較を行った。超格子反射的なピークが観測される筋状の散漫散乱に沿った HH1 逆移格子ラインについて、AMATERAS で得られたエネルギースペクトルを図 1 に示す。実線と点線は第一原理計算結果による分散関係である。測定ス
ペクトルには X 点での超格子反射的ピークに由来する低エネルギー化したモードが観測されているが、計算結果の分散関係にはこのような低エネルギー化したモードはみられない。相転移過程で出現した X 点ピークはフォノンのソフト化由来である可能性が考えらえるが、非弾性散乱で観測された X 点ピークについては装置分解能の影響も検討する必要がある。今後、相転移におけるフォノンのソフト化現象をさらに明らかにするために、相転移過程におけるフォノンの測定、!

α-Sn 単結晶によるフォノン測定が必要である。

"β-Sn Q-E
HH1 line, R.T.
Ei = 7meVAMATERAS0/(.-,+*)('&

MX

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1!

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図 1：AMATERAS で得られた HH1 逆移格子ライン上のエネルギースペクトル。
実線と点線は第一原理計算により得られた分散関係を示す。

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3 1!

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P2-017C ＜固体物理（誘電体、半導体等、B以外）＞
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P2-018C ＜固体物理（誘電体、半導体等、B以外）＞
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Electric Field Response of the Electronic States ofBarium Titanate studied by Time-Resolved X-RayAbsorption Spectroscopy utilizing SDD Time Stampsຍ⸨┒ஓ䠍䚸䚽୰ᓥఙኵ䠍䚸㻌㊊❧⣧୍䠎䚸ோ㇂ᾈ᫂䠎䚸ṊᕷὈ⏨䠎䚸୹⩚ᑚ༤䠎䞉Ᏻ஭ఙኴ㑻䠏䠈䠐㻌䠍㻌 ᗈᓥ኱㝔⌮䚸䠎㻌 㻷㻱㻷㻙㻼㻲䚸䠏㻌 ᮾᕤ኱䝣䝻䞁䝔䜱䜰◊䚸䠐㻌 ᮾᕤ኱ඛᑟཎ◊㟁Ꮚ≧ែ䛾እ㒊㟁ሙ䛻ᑐ䛩䜛ᛂ⟅䛿䚸ᙉㄏ㟁య䛾ㄏ㟁≉ᛶ䜢⌮ゎ䛩䜛ୖ䛷䜒䛳䛸䜒ᇶᮏⓗ䛺ㄢ㢟䛷䛒䜛䚹ᡃ䚻䛿䚸䠑ᖺ䜋䛹䛛䛡䛶䝇䝔䝑䝥䝇䜻䝱䞁䝰䞊䝗䛻䜘䜛䠴⥺྾཰ศගἲ䠄XAS䠅䜢ᨵⰋ䛧䛯᪂䛯䛺᫬㛫ศゎ ᐃἲ䜢㛤Ⓨ䛧䛶䛝䛯䚹༙ᑟయ䠴⥺᳨ฟჾ䠄SDD䠅䛾ಙྕฎ⌮䛻⏝䛔䜙䜜䜛䝕䝆䝍䝹ಙྕฎ⌮ᅇ㊰䠄DSP䠅䛾䝍䜲䝮䝇䝍䞁䝥䜢ྲྀ䜚䛣䜌䛩䛣䛸䛺䛟඲䛶ά⏝䛩䜛䛣䛸䛷䚸஺ὶ༳ຍ㟁ሙ䛻ྠᮇ䛧䛯᫬㛫ศゎ XAS ᐃ㻔TR-XAS㻕䛜ྍ⬟䛻䛺䛳䛯䚹᪂䛯䛻㛤Ⓨ䛥䜜䛯 TR-XAS ἲ䛿䚸䛩䛷䛻 BL15A1 䛾ᶆ‽ ᐃ䝥䝻䜾䝷䝮䛻⤌䜏㎸䜎䜜䛶䛚䜚䚸ᕼᮃ䛩䜜䜀ㄡ䛷䜒฼⏝䛩䜛䛣䛸䛜ྍ⬟䛷䛒䜛䚹䜎䛯䚸௚䛾
XAFS 䝡䞊䝮䝷䜲䞁䛻䝥䝻䜾䝷䝮⛣᳜䛩䜛䛣䛸䜒ᐜ᫆䛷䛒䜛䚹䛥䜙䛻䚸ྠᮇ䛥䛫䜛ಙྕ䜒㟁ሙ䛾䜏䛻㝈ᐃ䛩䜛䜒䛾䛷䛿䛺䛟䚸䝴䞊䝄䞊䛾๰ព䛻䜘䛳䛶䛥䜎䛦䜎䛺እሙ䛻ᑐᛂྍ⬟䛷䛒䜛䚹ከ䛟䛾䝴䞊䝄䞊䛻฼⏝䛧䛶䛔䛯䛰䛟䛣䛸䜢ᮇᚅ䛧䛶䛔䜛䚹⌧᫬Ⅼ䛷䛿䚸DSP ಙྕฎ⌮䛾᫬㛫㛫㝸䠄ᩘ䝘䝜⛊䡚ᩘ 㻝㻜㻜 䝘䝜⛊䠅䛾᫬㛫ศゎ⬟䛷 ᐃྍ⬟䛷䛒䜛䚹㻌᭱ึ䛾◊✲ᑐ㇟䛸䛧䛶䚸䝏䝍䞁㓟䝞䝸䜴䝮䠄BaTiO3䠅䛾㟁ሙᛂ⟅䜢 Ti K ྾཰➃ TR-XAS ἲ䛻䜘䜚ㄪ䜉䛯䚹ᅗ䛻 BaTiO3 䛾 Ti K ྾཰ XAS 䜢♧䛩䚹TR-XASᐃ䛻䛚䛔䛶䛿䚸Pre-edge䚸Shoulder䚸Main 䛾䠏䛴䛾ᵓ㐀䛻╔┠䛧䛶䚸䛭䛾㡿ᇦ䛾 㼀㻾㻙㼄㻭㻿 ᐃ䜢⾜䛳䛯䚹DSP 䛾ಙྕฎ⌮䛻㝿䛧䚸ゎᯒ⪅䛜⣙ 㻝㻜䡚㻝㻜㻜䝘䝜⛊䛾௵ព䛾᫬㛫ศゎ⬟䛷䝕䞊䝍ゎᯒ䛩䜛䛣䛸䜒䛷䛝䜛䚹㻌 TR-XASᐃ䛛䜙ከ䛟䛾▱ぢ䛜ᚓ䜙䜜䛯䚹≉䛻䚸᫬㛫ศゎ ᐃ䛾฼Ⅼ䜢௦⾲䛧䛶ᣲ䛢䜛䛸䚸Main
䛸 pre-edge/Shoulder 䛸䛷䛿䚸እ㒊㟁ሙ䛻ᑐ䛩䜛ᙉᗘኚ໬䛜᏶඲䛻㏫఩┦䛷䛒䜛䛣䛸䛜᫂䜙䛛䛻䛺䛳䛯䚹㛤Ⓨ⛎ヰ䜒ྵ䜑䛯䛭䛾௚䛾ヲ⣽䛿䝫䝇䝍䞊䛷Ⓨ⾲䛩䜛䚹㻌
図 BaTiO3 の Ti K 吸収端 XAS

P2-019C ＜固体物理（誘電体、半導体等、B以外）＞
㻹㻸㻲㻙㻮㻸㻜㻤㻌䝬䝹䝏䝣䜵䝻䜲䝑䜽 㼀㼎㻞㻔㻹㼛㻻㻠㻕㻟 䛾⤖ᬗᵓ㐀䛸⮬Ⓨศᴟ䛾㉳※Crystal structure and the origin of spontaneouspolarization in multiferroic Tb2(MoO4)3㮵ෆᩥோ 1,㻌 Lee Sang Hyun2, ⴗཎ㞞ே 2, 㫽ᒃ࿘㍤ 2, ⚄ᒣᓫ 21↓ᡤᒓ, 2KEK ≀ᵓ◊
Tb2(MoO4)3 (TMO)䛿ከ䛟䛾◊✲䛜䛺䛥䜜, TC=432 K 䛷䝋䞊䞁ቃ⏺ M Ⅼ䛾䝋䝣䝖䝰䞊䝗䛷 2 ಸ࿘ᮇᵓ㐀䛻┦㌿⛣䛧(𝑃4̅21 𝑚 → 𝑃𝑏𝑎2), ⮬Ⓨศᴟ P, ⮬Ⓨṍu 䜢⏕䛨䜛㛫᥋ᆺᙉㄏ㟁䞉ᙉᙎᛶయ䛸䛧䛶▱䜙䜜䜛. 䛧䛛䛧䛺䛜䜙, 䝌䞊䞁ቃ⏺
䛾஺஫䛾ཎᏊኚ఩䛷 P 䛜ㄏ㉳䛥䜜䜛ᶵᵓ䜔䛹䛾ᵝ䛺䝣䜷䝜䞁䝰䞊䝗䛛䛿᫂䜙䛛䛷䛿䛺䛔. 䜎䛯, ᭱㏆ TMO 䛾 II ┦(ᙉㄏ㟁┦)䛻䛚䛔䛶እ㒊☢ሙ䛷 P 䛜䝇䜲䝑䝏䛩䜛 ME ຠᯝ䛜ሗ࿌䛥䜜䛯. ඹᙺ䛺」⣲᪤⣙⾲⌧(↓☢ሙ䛷⦰㏥)䛜✵㛫⩌䛾ኚ໬䛻㛵୚䛩䜛஦䛛䜙䜒, ᙉㄏ㟁䞉ᙉᙎᛶ䜈䛾ఱ䜙䛛䛾☢Ẽⓗᶵᵓ䛾㛵୚䛜ᙉ䛟♧၀䛥䜜䜛. 䛣䜜䜢᫂䜙䛛䛻䛩䜉䛟 J-PARC BL08 㧗ศゎ⬟୰ᛶᏊ⢊ᮎᅇᢡ⿦⨨ Super-HRPD 䛷 13-300 K 䛷 TMO 䛾ᅇᢡᐇ㦂䜢⾜䛔, ⢭ᐦᵓ㐀ゎᯒ䜢⾜䛳䛯. 䜎䛯, ஦๓䛻ᑐ⛠ᛶ䛾ゎᯒ䛛䜙ୖグ」⣲᪤⣙⾲⌧䛾ᇶᗏ㛵ᩘ䛸䛺䜛ཎᏊኚ఩䞉☢Ẽᵓ㐀䜢ồ䜑䛯. ୺せ䛺ཎᏊ㛫㊥㞳䛻᭷ព䛺 ᗘኚ໬䛜↓䛔୍᪉䛷, MoO4 ᅄ㠃య䛾ᅇ㌿ゅ䛿䜸䞊䝎䞊䝟䝷䝯䞊䝍䛾ᵝ䛻኱䛝䛟ᗘኚ໬䛧(ᅗ(a)), ᇶᗏ㛵ᩘ䛸䛺䜛ཎᏊኚ఩䛸୍⮴䛩䜛. ᇶᗏ㛵ᩘ䛸䛺䜛☢
Ẽᵓ㐀䛿, Tb-Tb 䝎䜲䝬䞊䛷䜻䝱䞁䝖䛧䛯䝇䝢䞁䜹䝺䞁䝖䝰䝕䝹䛭䛾䜒䛾䛸䜒ゝ䛘䜛☢Ẽᵓ㐀䛷, ᙜึ II ┦䛷䛾☢Ẽᵓ㐀䜢ᮇᚅ䛧䛯䛜☢Ẽᵓ㐀䛿↓䛛䛳䛯.
䜎䛯ṇ㈇䜲䜸䞁䛾㔜ᚰ㊥㞳䛻䜒ኚ໬䛜ぢ䜙䜜䛪(ᅗ(b)), 4.2 K 䜎䛷㣬࿴䛩䜛䛣䛸䛺䛟ቑຍ䛩䜛 P 䛾ᐇ㦂್䛿ཎᏊኚ఩䛷䜒ㄝ᫂୙ྍ⬟䛷䛒䜛. ᚑ䛳䛶, ཎᏊኚ఩䜔☢Ẽᵓ㐀௨እ䛾 P 䛾㉳※䛜ᚲせ䛸䛺䜛. 䛣䜜䜢ゎỴ䛩䜉䛟⤖ᬗሙ䜢ຍ䛘䛯䝝䝭䝹䝖䝙䜰䞁䛛䜙ᚓ䜙䜜䜛 2J+1=13 ಶ䛾‽఩䜢ศ㓄㛵ᩘ Z 䛻௦ධ䛧⮬⏤䜶䝛䝹䜼䞊F 䜢ồ䜑, 𝑀 = −𝜕𝐹 ⁄𝜕𝐻 , 𝑃 = − 𝜕𝐹 ⁄𝜕𝐸 䛷ᐃ⩏䛥䜜䜛 2 ḟ MEຠᯝ䜢ᑟධ䛧䛯. M, P 䛜☢ᛶཎᏊ䛾ບ㉳‽఩䛾☢ሙ, 㟁ሙᚤศ䛻ᖐ╔䛩䜛䛯䜑 (H, E 䛜ኚ໬)䊻(‽఩䛜ኚ໬)䊻(P, M 䛜ኚ໬)䛸ඹ㏻䛾‽఩䜢௓䛧䛶 ME䛿஺ᕪ䛧䛺䛜䜙䜒, M=0 䛷 P䍴0 䛾ゎ䜢ᣢ䛴஦䛜ฟ᮶䜛. Pba2 䛿୍⯡➼౯఩⨨ᩘ䛜 4 䛷䛒䜛䛾䛷 4 sub(c)(a)
lattice model 䛸䛧ྛ๪᱁Ꮚ䛾M, P 䜢䝉䝹䝣䝁䞁䝅䝇䝔䞁䝖䛻ồ䜑䜛䜘䛖䛻䛧䛯.㻌 ྛ๪᱁Ꮚ䛾 P 䛜⤖ᬗሙ䛾᪉ྥ䠄ᅗ(c)䠅
(b)䜢ྥ䛟䛾䛜⌮᝿䛷䛒䜛䛜, ⌧≧䛭䛣䜎䛷䛻䛿⮳䛳䛶䛔䛺䛔.

P2-020C ＜固体物理（誘電体、半導体等、B以外）＞
㻹㻸㻲㻙㻮㻸㻝㻞㻌䝬䝹䝏䝣䜵䝻䜲䝑䜽 㼀㼎㻞㻔㻹㼛㻻㻠㻕㻟 䛾⤖ᬗሙບ㉳䛸☢Ẽ‽ᙎᛶᩓ஘㻌
Crystal field excitation levels and magnetic QENSin multiferroic Tb2(MoO4)3㮵ෆᩥோ 1, ⩚ྜᏕᩥ 2, ᶓᑿဴஓ 2, ఀ⸨᫴୍ 21↓ᡤᒓ, 2KEK ≀ᵓ◊㻌 Tb2(MoO4)3 (TMO) 䛿 TN=0.45 K 䛷཯ᙉ☢ᛶ┦㌿⛣䛩䜛. እ㒊☢ሙ䛾ቑຍ䛸ඹ䛻཯ᙉ☢ᛶ┦㌿⛣䛾ẚ⇕䛾䝢䞊䜽䛿ప ഃ䛻䝅䝣䝖䛧ᾘኻ䛧, ௦䜟䜚䛻䝅䝵䝑䝖䜻䞊ᆺ䛾䝢䞊䜽䛜⌧䜜㧗 ഃ䛻䝅䝣䝖䛩䜛. 4.2 K 䛷䛿 10 kOe ⛬䛾ഹ䛛䛺☢ሙ䛷☢໬䛿㣬࿴䛧␗᪉ᛶ䜢♧䛩. 䜎䛯 T<78 K 䛷, እ㒊☢ሙ䛷 P 䛜䝇䜲䝑䝏䛩䜛 ME ຠᯝ䜢♧䛩. 䛣䜜䜎䛷, 䛣䜜䜙䛾☢Ẽⓗᛶ㉁䛜⤖ᬗሙ䛷Ⰻ䛟ㄝ᫂䛥䜜䜛஦䜢ሗ࿌䛧䛶䛝䛯. 䛧䛛䛧䛺䛜䜙, ィ⟬䛻⏝䛔䛯⤖ᬗሙ‽఩䛿௚≀㉁䛾ᩥ⊩್䜢 TMO 䛾 Tb3+䛾 site symmetry 䛷䛒䜛 C1 䛾䝝䝭䝹䝖䝙䜰䞁䛷䝣䜱䝑䝖䛧䛯௬᝿ⓗ䛺䜒䛾䛷ᐇ㝿䛾 TMO 䛾⤖ᬗሙ‽఩䛿୙᫂䛷䛒䛳䛯. 䛣䜜䜢᫂䜙䛛䛻䛩䜉䛟 J-PARC BL12 㧗ศゎ⬟䝏䝵䝑䝟䞊ศගჾ HRC 䜢⏝䛔䛶 3-300K 䛾 TMO 䛾୰ᛶᏊ㠀ᙎᛶᩓ஘䝇䝨䜽䝖䝹䜢 ᐃ䛧䛯. 䝬䝹䝏 Ei ᐃ䛜ᙉຊ䛷, ᭱ప 䛷 8 ✀㢮䜒䛾 Ei, ከᩘ䛾 ᐃ ᗘ䛷䛾䝬䝑䝥䛜ᚓ䜙䜜䛯. ᅗ䛿ᚓ䜙 䜜 䛯 Ei=26.3 meV 䛾 䝬 䝑 䝥 䛷 䛒 䜛 . 3K 䛻 䛚 䛔 䛶 5, 7 meV ௜ ㏆ 䛻
nondispersive 䛺⤖ᬗሙ‽఩䛜ほ 䛥䜜䛯. ᗘୖ᪼䛸ඹ䛻䜌䜔䛡, ௦䜟䜚䛻☢Ẽ‽ᙎᛶᩓ஘䛜⌧䜜䜛.㻌 ྠ᫬ ᐃ䛧䛯䜘䜚㧗ศゎ⬟䛾 Ei=8 meV 䛾䝕䞊䝍䛷ゎᯒ䛩䜛䛸, ‽ᙎᛶᩓ஘䛿ప 䛻ྥ䛛䛳䛶ᖜ䛜⊃䛟䛺䜚ᙉᗘ䛜ቑ኱䛩䜛.
䛣䛾⤖ᯝ䛿㧗 䛷䝷䞁䝎䝮䛻ື䛔䛶䛔䛯 Tb3+䛾☢Ẽ䝰䞊䝯䞁䝖䛜 ᗘపୗ䛸ඹ䛻᪉ྥ䜢䛭䜝䛘⤖ᬗሙ‽఩䜢ᙧᡂ䛩䜛ᵝᏊ䜢♧䛧䛶䛔䜛. 3 K 䛷䛾⦆࿴᫬㛫䛿䛚䜘䛭 40 ps 䛷䛒䜛. ᐃ䝕䞊䝍䛜䛺䛔䜒䛾䛾, 䛣䛾‽ᙎᛶᩓ஘䛿㧗䛻ྥ䛛䛳䛶ᖜ䛜ᗈ䛟䛺䜚ᙉㄏ㟁┦㌿⛣ ᗘ TC=432 K 䛷 B.G.໬䛧ᾘኻ, ㏫䛻ప 䛾཯ᙉ☢ᛶ┦㌿⛣ ᗘ TN 䛷☢Ẽ䝰䞊䝯䞁䝖䛜䜸䞊䝎䞊䛩䜛䛸ண᝿䛥䜜䜛.
௚䛾䝕䞊䝍䜒ྵ䜑䜛䛸 16 䛾ບ㉳‽఩䛜ᚓ䜙䜜, 䛣䛾䛖䛱 0, 3.52, 5.23, 7.12,9.00, 10.34, 18.7, 25.3 meV 䜢 q ౫Ꮡᛶ䛛䜙⤖ᬗሙ‽఩䛸䜰䝃䜲䞁䛧䛯. 䛣䜜䜢2J=12 ḟ䜎䛷䛾䝝䝭䝹䝖䝙䜰䞁䜢⏝䛔䛶⤖ᬗሙ䝟䝷䝯䞊䝍䜢ồ䜑䛯. ᭦䛻 1meV ௨ୗ䛻䜒䛖୍䛴‽఩䛜䛒䜛䛸ண᝿䛥䜜䜛.
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P2-021C ＜固体物理（誘電体、半導体等、B以外）＞
㻰㻝㻛㻶㻙㻼㻭㻾㻯㻌㈇䝭䝳䜸䞁䝇䝢䞁ᅇ㌿⦆࿴ἲ䛷ど䜛 㻹㼓㻴㻞 䛾ෆ㒊☢ሙ㻌䛾 ᗘ౫ᏑᛶNegative-muon spin rotation and relaxation for MgH2
ᮡᒣ㻌 ⣧䚸㻭 㧨ᮏ㻌 ர䚸㻮 ➉ୗ⪽ྐ䚸㻮 ᖾ⏣❶ᏹ䚸㻮 ୗᮧᾈ୍㑻䚸㻯 ୰㔝ᓅோ䚸㻌㻰஧ᐑ࿴ᙪ䚸㻱 ஂಖㅬဢ㻌⥲ྜ⛉Ꮫ◊✲ᶵᵓ䚸㻭 ཎ◊ඛ➃◊䚸㻮 㧗䜶䝛◊䚸㻯 Ⲉᇛ኱䚸㻌㻰㜰኱䚸㻱 ᅜ㝿ᇶ╩ᩍ኱ 㻌【目的】大強度のパルスミュオンビームと多素子検出器の組み合わせは、ミュオンスピン回転緩和（µSR）測定の計数速度を大きく増加させた。この結果、高統計測定が必要な「負ミュオンを用いたµ-SR法」でも、固体内の核磁場を調べることが可能となった[1]。第1報である水素貯蔵材料MgH2の室温測定に引き続き、MgH2内の核磁場の温度依存性をµ-SRで調べる。
【実験】測定試料には市販のMgH2粉末（約16g）を用いた。µ-SRスペクトルを、J-PARC MLF内ミュオン施設MUSEのD1ラインで測定した。測定温度範囲10-450Kだった。

-1

Δ (μs )

0.60.40.2

predicted ∆
MgH2
μ SR
2019 2nd2019 1st(a)00.6-1ν (μs )

【結果】図１に横磁場・零磁場・縦磁場中で測定したµ-SRスペクトルを解析して求めたMgH2 の核磁場分布幅（D）と核磁場揺動速度（n）の温度依存性を示す。測定温度範囲
では、Dは温度に依存せず一定で、その値はMg位置に水素が作るDの予測値とほぼ一致した。nも300K以下では温度に依存しないが、300K以上では温度とともに増加した。
これは水素が徐々に動的になることを示した。以前のµ+SR[2]と 1HNMR[3]の結果と比較すると、水素の運動の起源は拡散ではなく、振動・回転と考えられる。

0.40.200(b)100 200 300 400 500[1] J.Sugiyama 等 , Phys. Rev.
TEMPERATURE (K)
Lett. 121, 087202 (2018).
図１: µ-SR測定で見積もったMgH2の[2] J.Sugiyama等, Sustainable(a)核磁場分布幅（D）と(b)核磁場Energy & Fuels 3, 956 (2019).
[3] R.L.Corey等, J. Phys. Chem. 揺動速度（n）の温度依存性。(a)の破線はMg位置におけるDの計算予測
C 112, 19784 (2008).
値。

P2-022C ＜固体物理(誘電体, 半導体等, B以外)＞

第一原理計算によるミュオンサイト推定の信頼度

Reliability of muon site estimation using first-principle
calculations
平石雅俊 A ，李華 A ，岡部博孝 A ，幸田章宏 A,B ，小嶋健児 C ，下村浩一郎 A,B ，⃝

門野良典 A,B
KEK 物構研 A ，総研大 B ，TRIUMFC
ミュオンスピン回転（µSR）法は、対象物質中に注入・停止させたミュオン（µ+ ）のスピン偏極の回転・緩和を観測することでその物性を調べる手法であり、得られる結果の精密な解釈においてはミュオンサイト（単位結晶格子におけるミュオンの原子位置）の情報が重要になる。ミュオンは電子の約 200 倍の質量を持ち、断熱近似の範囲では水素（H）の軽い同位体＝擬水素と見做すことができるので、この問題は 擬水素のとしてのミュオン（Mu と表記）の振る舞いを理解することと同等である。Mu の局所電子状態の精密な評価は依然として専門の理論家の領分にあるものの、近年の計算環境の大幅な改善と第一原理計算手法のプラットフォーム化により、限られた精度の範囲では実験家でも汎用計算コードによる評価が行える状況になりつつある。
そこで我々は、H の格子間への導入に伴う全電子エネルギー E(rH ) の変化に着目し、これまで µSR 測定が行われた物質約 10 種類について E(rH ) が最小となるサイト（＝予想される H/Mu サイト）を汎用の第一原理計算プログラム（VASP/OpenMX）で探索するとともに、µSR から得られた情報との整合性を検証した（図 1 は TiO2 の例）。その結果、この手法が酸化物などに対して比較的高い信頼度を示すことが明らかになったので詳細を報告するとともに、当該手法のVASPTiO +H!
2

効用と限界について議論する。
!"
-54.6 -54.4

25-54.2

図1

ab#z=0

4.1
-5

0.0
0.0

0.2

-53.6
-54.25-54.775
0.4

-54.

-54.3

-54-5-55.3-55.325

-54.4

0.6

-53.3

0.2

12= -53 75
r O -55.04.425-53.375-54.3-54.15 -541
4.
.1
-5-5354
10 .35
0. .82-553-55.3-54.75-55.325-54.75

5

Ti-54.72

rTi = 0.226 nm

nm

-54.2

H0.4

5.22-54.1-55-55.3-53.325.15

Ti=09-53.7 -54.1-54rO

10.

-55-54.22.45-5425.0-55-55.325.3-55-54.75

25-54.0
5.67-54Onm-54.425

0.64-5254.1

55.07-5-55.325

.55

0.8

-54-53.9

1.00.81.0

ルチル中で実験から示唆される H/Mu サイト（左）、および全電子エネルギー計算の結果（右）。

P2-023C ＜固体物理（誘電体、半導体等、B以外）＞
㻌MLF-BL18λ-(BETS)2FeCl4 の強誘電・磁気・金属転移と構造解析
Crystal structure oforganic conductor λ-(BETS)2FeCl4 by SENJU
野田幸男 1，中尾朗子 2，石川喜久 2，渡邉真史 1，嶋田一雄 3，西尾豊 3（1 東北大・2 CROSS・3 東邦大）
有機導体λ-(BETS)2FeCl4 [BETS=C10Se4S4H8]は 8.3K で金属絶縁体転移を行うが、同時に強誘電相転移と反強磁性転移も起こるとされている(図 1)。しかしながら、低温相での構結晶造や磁気構造の 報 告 は な い 。 J-PARC のBL18-SENJU で結晶構造解析
図.1 λ-(BETS)2FeCl4 の相図を行った(2018A0189)。有機導体は一般的に大きな結晶が出来ない。図 2 に示した
4.5x0.1x0.08mm3(0.04mm3)が最大の大きさであり、中性子実験としては異例の小ささである。513kW のパワーで T=70K と 4K の温度でデータを取得した。格子定数は(a,b,c,α,β,γ,V)=15.90(1),18.38(1), 6.560(7), 98.87(7),95.66(8), 112.20(6), 1728(2)であった(z=2)。
図.2 使用した単結晶
ま ず 、 4K で は 磁 気 反 射 は 現 れ な か っ た 。
3+Fe (S=5/2)でいくつかの反強磁性秩序を仮定したシミュレーションでは核反射と比較して十分な磁気反射強度が期待されるので、Fe の磁気モーメントの秩序化はさらに低温(3K 以下)で現れると考えられる。結晶構造として、4K では高温相の空間群 P-1 で普通に解けて、R(F)= 9.84% (No.Ref/No.Para=1508/235)であった。一方、低温相で期待される P1 にするとパラメータ数が多すぎて収束しなかった(No.Para=463)。70K の構造は、温度因子を原子種で同じとしてパラメータ数を減らしたときでも、R(F)=8.99%(No.Ref/No.Para=1111/184)であった。
4K の構造として、70K で得られた構造の剛体分子モデルを用いて解析した。
温度因子は原子種で同じとした。P-1 では R(F)= 11.66% (No.Ref/No.Para=1508/31)、P1 では R(F)= 11.49% (No.Ref/No.Para= 1508/49)であり、R 因子だ
けでは強誘電相としての P1 の優位性はそれほど主張できない段階である。
得られた強誘電相転移での分子変位や詳しい構造はポスターで発表する。