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2) Lambert Adolphe Jacques Quetelet, ”Sur ͂hommelet le développement de se facultés, ou Essaide physique sociale”(1835)㸹”La physique sociale” (1869).
3) S. Galam, Y. Gefen and Y. Shapir, “Sociophysics”, Math. J. of Sociology, 9, 1-13 (1982)
4) C. Castellano, S. Fortunato, and V. Loreto, “Statistical physics of social dynamics”, Rev. Mod.
Phys. 81, 591-646 (2009)5) E. Bonabeau, G. Theraulaz and J. L. Deneubourg, ”Phase diagram of a model of self-organizing
hierarchies”, Physica A 217, 373-392 (1995)6) ᑠ⏣ᇉ Ꮥ, ㎷ཱྀ㞞, “㝵⣭♫఍ࡢⓎ⏕ࢆ≀⌮Ꮫ࡛ᤊ࠼ࡿ”, ⛉Ꮫ㸦ᒾἼ᭩ᗑ㸧75, 1028-1032 (2005)7) ᑠ⏣ᇉ Ꮥ,”99% ࡢᝒ๻㸫ࣉࣝࢺࣀ࣑࣮♫఍ࡣఱᨾ⏕ࡲࢀࡿࡢ࠿㸫”, ࣃࣜࢸ࢕࣮ 27 No.06,
27-30 (2012)8) R. Fujie and T. Odagaki, “Self-organization of social hierarchy in competitive society”,
J. Phys. Soc. Jpn. 80, 124802-1-8 (2011)9) Y. Todate, R. Fujie and T. Odagaki, "Self-organization of plutonomy in a fair competitive
society”, APS March Meeting (Baltimore, 2013) and in preparation (2014)

1

会場 A
素粒子論, 理論核物理, 宇宙線・宇宙物
理領域

A-1

４元電磁場の「横波」と「縦波」
熊本県宮嶋学術財団 A

那須俊一郎A

竹本義夫教授（日本文理大学）は、４元ベクトル積を使って、電磁場を４元電磁ポテンシャルの微分から導き出し、電磁場には既存の電場Ｅ・磁場Ｂの他に電場の時間成分Ｅ t が存在することを発見した。これらを４元電磁場という。
Ｅ＝−∇φ−∂Ａ/∂ t （電場）
Ｂ＝∇×Ａ

（磁場）

Ｅ t ＝∇・Ａ＋１/Ｃ 2（∂φ/∂ t）（電場の時間成分）

本研究は、この４元電磁場の理論（電場の時間成分Ｅ t の付加）を使って、次のことを論証するものである。

１ ローレンツゲージは不要である。
２ 電磁場の「横波」は、ヘルムホルツの定理から導かれる「横成分」から計算できて、クーロ
ンゲージ（輻射ゲージ）は不要である。

３ 電磁場には「縦波」が存在し、ヘルムホルツの定理から導かれる「縦成分」から計算できる。

2

A-2

複数の場と相互作用する粒子の揺らいだ運動による Unruh 効果
九州大学素粒子理論研究室 A

森本光A

Minkowski 空間において場の中を detector が一様加速するとき、その detector は Unruh 温度を持

つ熱浴に浸っているのと同じ状態になり、輻射を生じるという効果（Unruh 効果) が予言されている。さらに具体的な粒子の揺らいだ運動を考えることで Unruh 温度での熱化、緩和時間、拡散係数、そして輻射が解析されている。従来の解析は 1 つの粒子と１つの場の相互作用についてなさ

れているが、実際の粒子は複数の場と相互作用しているのでそれを考えることには価値があるだろう。私が行った研究は、粒子がスカラー場と電磁場と相互作用する場合についてその確率的な運動を解析したことである。その結果、加速に対して垂直な方向の粒子の揺らいだ運動において Unruh
温度での熱化が起きることを示し、その場合の緩和時間と拡散係数も導出した。

A-3

Inert Higgs Doublet Model における電弱相転移
佐賀大学大学院工学系研究科 A , 佐賀大学大学院工学系研究科 B
久保公一 B

田中雄貴A , 船標準理論において唯一未発見であった Higgs 粒子が発見されたが、標準理論ではダークマター、宇宙のバリオン数といった宇宙論に関する未解決の問題があり、拡張したモデルは必要不可欠と考えられている。本研究では、Higgs sector を拡張しダークマターを自然に記述するモデルである Inert

Doublet Higgs Model（IDHM）を取り上げ、IDHM において電弱バリオン数生成のシナリオが可能となるための条件を吟味した。標準理論の Higgs 粒子の質量を１つの拘束条件として、電弱相転移が十分に強くなるパタメータ領域を調査した。

3

A-4

Radiation of Supersymmetric Particles from Aharonov-Bohm Rstring
九州大学基幹教育院 A , 九州大学理学府 B

大河内豊 A , 米本隆裕B

ディスクリート R 対称性に付随する Aharonov - Bohm string からの 超対称性粒子 の放射について議論する。現在のダークマターの観測結果を考慮すると、ストリングのスケールに強い制限がかかり、高エネルギーにおける超対称性に関しての 示唆を得ることができる。

A-6

collapsar の粘性アウトフローにおける元素合成
九州大学 A , 理化学研究所 B , 国立天文台 C , 福岡大学 D橋本正章 A , 長瀧重博 B , 滝脇知也 C , 固武慶 D

福田遼平A , 小野勝臣 A ,鉄より重い元素のおよそ半分は早い中性子捕獲過程である r-process によって合成される。現在 r-process 元素の起源となる天体現象として、中性子星合体や超新星爆発時のニュートリノ風、磁気回転駆動型超新星が挙げられている。近年、銀河ハローの金属欠乏星の観測や銀河進化のシミュレー
ションにより、前述の天体現象では不十分な点があるとわかった。本研究では、新たに collapsarと呼ばれる大質量星の爆発機構を提案する。これは数十太陽質量の高速回転する星が重力崩壊時にブラックホールと降着円盤の系を作って爆発するというもので、降着円盤内で起きる電子捕獲は

r-process が進みやすい中性子過剰な環境を作り出し、さらに粘性によって加熱されることでアウトフローとして放出される可能性がある。流体シミュレーションでは、アウトフローは星の回転のパラメータに非常に敏感であったが、放出が起きたモデルについてはおよそ太陽質量程度の物質が放出されていた。このうちの約 1%の物質が r-process 元素になると、中性子星合体や磁気回転駆動型超新星と同程度の量を放出できることになる。

4

A-7

超新星爆発時における物質混合の可能性
九州大学 A手塚啓A , 小野雅臣 A , 松尾康秀 A , 橋本正章 A

8 太陽質量よりも重い星は、その一生の最期に中心核が重力崩壊して超新星爆発を起こすことが知られているが、その詳細なメカニズムは未だに明らかになっていない。1987 年に大マゼラン雲で発見された超新星爆発 SN1987A の観測から、それまでの理論的予想と大きく違う点がいくつか明らかになった。その中でも最も顕著であったのが、超新星内部の鉄族元素が放出する核 γ 線、
硬 X 線の早期出現であった。これは爆発時に流体力学的不安定性（レイリー・テイラー不安定性など）が発生し、星の内部と外部の物質が掻き混ぜられたことを示唆している。この現象は球対称
爆発では起こり得ない。本研究では超新星爆発時における物質混合の多次元効果に注目し、3 次元

流体コードを用いて数値シミュレーションを行い、物質混合の様子を可視化した。特に核 γ 線を放出する 56 N i について注目し、その位置や速度の時間発展を調べた。

A-8

r-process における neutron-induced fission の影響
九州大学 A

植木雄哉A , 橋本正章 A , 小野勝臣 A , 福田遼平 A

宇宙に存在する Fe 族元素よりも重い重元素は、s-process や r-process などの中性子捕獲過程で生成されると考えられている。そして、それらの過程で生成された重元素の一部は核分裂 (fission)を起こしやすく、その核分裂が最終的な元素の存在量に大きな影響を与えることがわかっている。
核分裂には、spontaneous fission, beta delayed fission, neutron-induced fission などの種類が存在しており、特に中性子過剰な環境で実現される r-process においては、neutron-induced fission が最も大きな影響を与える (Panov & Thielemann 2003,2004;Martinez-Pinedo et at 2007)。今回は超新星爆発における r-process によって生成される元素に対するそれぞれの核分裂の大きさを調べるため、我々の超新星爆発のモデル (Nishimura et al 2005) に neutron-induced fission の反応率

(Panov et al 2010) を用いて、r-process 元素合成計算を行った。

5

A-9

ビッグバン元素合成における CNO 組成比
九州大学 A , 久留米工業大学 B , 熊本大学 C 一政遼太郎A , 中村理央 B , 橋本正章 A ,荒井賢三 C

宇宙初期にビッグバン元素合成によって生成される元素組成は、その後の宇宙の化学進化を決定するための重要な物理量である。特に CNO の組成比は初期宇宙における Pop III 星の形成に対して影響を与えることが分かってきた。近年の研究によれば CNO/H ∼ 10−13 程度の CNO が存在す

れば、その進化に影響を与えうる。観測によれば、CNO/H ∼ 10−11 程度の CNO が宇宙初期に既に存在していた事、宇宙初期になるにつれて C/O 比が上昇する傾向にある事が確認されている。
しかし、近年の観測の精密化や理論の進展にも関わらず、宇宙初期における恒星進化から推定される CNO 組成比や C/O 比と観測の間には説明が不十分である点がある。現在、バリオンの密度揺らぎに関する研究が盛んに行われており、さらに新たな核反応率も発表されている。このような背景のもと、我々は非一様ビッグバン元素合成の立場からこれらを説明可能であるか調べるた
め、Kr までの 464 核種、5516 の反応経路を採用し組成比の密度依存性について調査した。

A-10

X 線トランジェントの静穏期と中性子星の冷却九州大学 A , 久留米工業大学 B , 北海学園大学 C
康秀 A , 橋本正章 A , 藤本正行 C

林田晃太朗A , 野田常雄 B , 松尾

大質量星の恒星進化では最終段階として超新星爆発を起こし、その中心に中性子星を (NS) を残すと考えられている。NS 内部で実現される比較的低温で高密度な環境は地上の実験で再現することは難しい。高密度天体の観測とそれを説明する理論を比較することでそのような高密度領域の物
理現象の解明につながる。また、近年約 2 M! の中性子星が発見され、高密度領域の状態方程式に厳しい制限が得られており、注目の高い分野である。特に X 線の増光が顕著にみられる X 線トランジェント天体が注目されている。

今回注目する X 線トランジェント天体は高密度天体を主星とする連星系をなしている。このような連星系で降着円盤が形成されると、その不安定性から X 線領域でエネルギーが放出される現

象 (outburst) が考えられており、それが観測されている。一方、outburst が観測されないときは静穏期と呼ばれ、NS 表面からの光度が観測されている。

静穏期の NS には降着円盤から物質が降り積もるため、NS 表面の質量降着のためクラストからエネルギーを発生するメカニズム（crustal heating）が考えられている。また、内部ではニュート

リノ放射による冷却プロセスがいくつか考えられている。その中でも特に高密度領域で起きるかもしれないとされる過程には不定性がある。

本研究では、crustal heating とニュートリノ放射プロセスによる冷却を取り入れ、中性子星の静穏期の光度について数値計算を行い、観測結果と比較した。

6

A-11

超新星残骸の多次元数値実験 - X 線放射と磁場増幅
九州大学 A , JAXAB , 理化学研究所 C

小野勝臣A , Shiu-Hang LeeB , 長瀧重博 C

超新星残骸とは、超新星爆発で生じた衝撃波が星間物質を暖めて様々な波長で輝く天体でのことである。銀河系内の若い超新星残骸、例えば Cassiopeia A では超新星放出物質の元素分布が X 線放射などから見積もられ、その分布が球対称から極めて逸脱していることが分かっている。他方、超新星残骸は地球に届く 1015 eV 程度までの宇宙線の加速現場だと考えられている。理論的にその程度のエネルギーを十分に説明できていない。宇宙線は超新星残骸衝撃波の前後の磁場によって散乱されることで起きると考えられていることから、磁場が超新星残骸衝撃波の前後でどうやって、どの程度まで増幅されるかを知ることは重要である。

これまで超新星残骸の多次元数値実験はいくつかあるが、超新星放出物質の組成分布を考慮にいれた理論モデルはない。しかし、考慮にいれた場合、球対称な超新星爆発では鉄が超新星残骸の加熱領域に到達することが難しく、観測を説明することが難しいことが予備計算によって明らかになった。このことは非球対称な超新星爆発の必要性を示唆する。他方、超新星残骸衝撃波で成長すると考えられるレイリー・テイラー不安定性によって、宇宙線による磁場増幅の種となる磁場がすでに増幅されている可能性がある。講演では多次元の超新星残骸の数値実験の予備的計算結果およびそれから示唆されることを紹介する。

A-12

質量降着率の時間変化を考慮した type I X 線バーストシミュレーショ
ン
九州大学 A , 久留米工業大学 B , 北海学園大学 C
雄 , 林田晃太郎 , 橋本正章 , 藤本正行
BAA

松尾康秀A , 町田真美 A , 野田常C

X 線バーストとは中性子星と低質量星からなる低質量 X 線連星で観測される急激な増光現象である。その中でも、降着物質が中性子星表面で不安定燃焼することによって誘発されるバーストはtype I X 線バーストと呼ばれ、およそ 10 - 100 秒程度の時間で光度変動する。また低質量 X 線連星では X 線アウトバーストと呼ばれる現象も起こる。これは中性子星を取り巻く降着円盤内で質

量降着率が大きくなることで増光する現象であり、およそ 10 - 100 日程度の時間で光度変動する。
今回注目した天体はアウトーバースト中に X 線バーストを数回起こしている天体である。観測的にはアウトバースト中には中性子星への質量降着率が 10 - 100 倍程度になることが示唆されている。一方、これまでの X 線バーストシミュレーションでは質量降着率の時間変動はあまり注目されておらず、時間的に一定と仮定してシミュレーションされてきた。そこで本研究では質量降着率を時間変動させてシミュレーションを行い、観測と比較することを目的とする。

特に今回はアウトバーストの減光時、つまり徐々に質量着率が小さくなっている状況を仮定した

X 線バーストシミュレーションを実施した。その結果、質量降着率が高いほど頻繁に X 線バース

トが発生する結果が得られた。本公演ではその結果を報告する。さらに計算結果と観測を比較し議論を行う予定である。

7

A-13

超新星爆発における元素合成に対する３ α 及び 12 C(α,γ)16 O 熱核反応率の影響
九州大学理学府 A , 熊本高等専門学校 B
本信一郎 B菊池之宏A , 橋本正章 A , 小野勝臣 A , 藤

3α 反応に関して Ogata et al. (2009) によって計算された熱核反応率 (OKK rate) は従来の反応率(Fynbo rate) よりも劇的に大きい。そのためこの反応率への天体現象からの様々な検証がなされてきた。さらにもう一つのヘリウム燃焼反応である 12 C(α,γ)16 O 反応は直接反応実験での測定エネ

ルギーの下限より恒星内部の核反応エネルギーの閾値が低いため実験結果の外挿によって得られていた (CF85 rate)。この反応率は近年では 16 N(β)16 O(γ,α)12 C 反応からも反応率が求められている(Bu96 rate)。本研究の目標は大質量星による超新星爆発で放出される元素に対するヘリウム燃焼
反応率の不定性の影響を検証することである。15〜70M! の星について恒星進化計算並びに超新星

爆発計算を行う。核反応率について 3 α反応率と 12 C(α,γ)16 O 反応率は上で述べた反応率を組み合わせる。さらに、恒星進化計算、超新星爆発計算で得られた温度、密度の時間発展情報を使用し、重元素合成を考慮した核反応ネットワーク計算を行う。この結果として得られる超新星爆発により放出される元素の組成と太陽系組成を比較し、ヘリウム燃焼反応率の影響を調べる。結果として、3α 反応率に関して、OKK rate は CO 比や Ne、Mg、Na の生成量が過剰であると判断できる。

C(α,γ)16 O 反応率に関しては CF85 rate のほうが Bu96 rate より太陽系組成比によく一致する
ことが分かった。また、s‐process はヘリウム燃焼だけではなく炭素燃焼も重要であり、p‐process
12は超新星爆発前の温度・密度分布に影響を受けることが分かった。

A-14

畳み込み模型による核子-核散乱の解析
九大院理 A

平河優真A , 豊川将一 A , 松本琢磨 A , 八尋正信 A

核子-核弾性散乱は、入射粒子と標的核間の相互作用を複素一体ポテンシャル (光学ポテンシャル)

で表すことにより記述される。この光学ポテンシャルは、核力に基づいて導出された核物質中の核力 (核内有効核力) を、原子核の密度で畳み込むことによって微視的に構築される。入射粒子のエネルギーが比較的高い場合は、核内核子の影響である媒質効果が無視でき、自由空間での核子-核子散乱から構築された T 行列を用いることができると考えられる。そこで、本研究では歴史のある Franey Love t 行列相互作用 [1] を用いて核子-核弾性散乱の解析を行う。

Franey Love t 行列は高エネルギーにおける反応断面積の実験値を再現できない場合がある。これは吸収、すなわち弾性散乱以外の反応を表す光学ポテンシャルの虚部が適当ではないためである。本研究の目的は、反応断面積の実験データを再現するよう Franey Love t 行列を再構築することである。今回は、p−12 C の系を考える。今後の課題として、本研究で得られた t 行列を他の系に対して応用していくことを考えている。

[1] M. A. Franey and W. G. Love, Phys. Rev. C 31, 488 (1985).

8

A-15

3 体模型を用いた p+6 He 散乱の解析
九州大学 A , 大阪大学核物理研究センター B
工将 , 八尋正信
B佐々部

悟A , 松本 琢磨 A , 蓑茂

AHe 原子核は 4 He+n+n の 3 体模型によってよく記述されると考えられている. そこで, 我々はその 3 体模型と t-行列畳み込み模型を用いて p+6 He 散乱を解析し, 6 He 原子核中の 3 体間の幾何学
6

的な距離を決定することを試みた.

A-16

格子 QCD によるクォーク数密度の計算と hadron resonance gas
model による解析
九大院理 A , 佐賀大院工 B
正信

高橋純一A , 管野淳平 A , 石井優大 A , 河野宏明 B , 八尋A

高密度領域における量子色力学 (QCD) のトピックスはたくさんある。例えば、中性子星の質量と半径の関係や QCD 相図の臨界点の位置、媒質中におけるクォークやハドロンの相互作用などが挙げられる。今回我々が注目するクォーク数密度は、高密度領域における物理の研究に対して最も基本的な量の一つである。しかし、QCD の第一原理計算である格子 QCD は有限の化学ポテン

シャル (µ) 領域において符号問題を有し、計算が困難である。そこで我々は符号問題の無い虚数化
学ポテンシャル (µI ) 領域に着目した。この領域では厳密に格子 QCD 計算が実行できる。

今回我々は格子 QCD を用い、µI 領域においてクォーク数密度を計算した。µI 領域のクォーク

数密度は、いくつかの関数形を仮定することで実数 µ 領域へ外挿され、実数 µ 領域のクォーク数密度を求めることが出来る。今回この方法で得られた実数 µ 領域のクォーク数密度は先行研究での結果と良い一致を見せ、先行研究よりも誤差の少ない結果を得られた。さらに、閉じ込め領域で計算されたクォーク数密度に対しては、hadron resonance gas model を用いて解析を行った。その結果、バリオン質量の温度変化を求めることが出来た。

9

A-17

格子ＱＣＤを使った中性子星内物質の探究
佐大院工 A , 九大院理 B , 広大情メ C

大 , 管野淳平 , 八尋正信 , 中村純
BB

B

河野宏明A , 高橋純一 B , 米村浩司 B , 石井優
C

量子色力学（QCD）の相図の研究は、素粒子原子核物理学だけでなく宇宙論や天体物理学の観点からも重要な研究課題である。しかし、高バリオン密度状態においては、格子 QCD 計算による統計力学的計算は、符号問題という難問を抱えており、計算が進展していない。格子ＱＣＤでは、統計力学の大正準分配関数をユークリッド化した経路積分で書きなおし、クォークの場について積分を行うが、バリオン数化学ポテンシャルが存在すると、積分後の表式に複素数が現れ、確率解釈に基づいた importance sampling の手法が使えなくなるのである。一方、いくつかの異なる化学ポ

テンシャルのある状況では符号問題が現れず、計算が実行できる事が知られている。その中には、
虚数バリオン数化学ポテンシャルが存在する場合 [1] やアイソスピン化学ポテンシャルが存在する

場合がある。また、虚数バリオン数化学ポテンシャルとアイソスピン化学ポテンシャルが同時に存在する場合も計算が可能である事が示されている [2]。この最後に述べた場合において、格子ＱＣ

Ｄ計算を実行し、そこから実バリオン数化学ポテンシャル領域に解析接続する事で、中性子星内部の状態に相当する実バリオン数化学ポテンシャルとアイソスピン化学ポテンシャルが同時に存在す
る状況についての知見を得る事ができる。この発表では、この場合における格子ＱＣＤ計算の最初の計算結果を示す。
参考文献[1] K. Nagata, A. Nakamura, Physical Review D 83, 114507 (2011).
[2] H. Kouno, M. Kishikawa,T. Sasaki, Y. Sakai, M. Yahiro, Physical Review D 85, 016001(2012).

A-18

2 カラー QCD の研究
佐大院工 A , 理研 B , 高知大 C , 九大院理 D , 京大基研 E , 広大情メ F

牧山隆洋A ,

境祐二 B , 斎藤卓也 C , 石井優大 D , 高橋純一 D , 柏浩司 E , 河野宏明 A , 中村純 F , 八
尋正信 D

有限温度・有限密度の 2 カラーの量子色力学において格子 QCD 計算を有効理論で解析をする。ここで扱う有効理論は、Polyakov-loop extended Nambu-JonaLasinio(PNJL) model である。[1] まず実 µ 領域での物理を考察した後、この有効理論に虚数化学ポテンシャル µ = iθT を導入し、µ を変化させたときの相転移温度などを考察することにより、格子 QCD 計算を再現するためにはどのような有効理論が望ましいかを議論する。
参考文献[1] Kouji Kashiwa, Takahiro Sasaki, Hiroaki Kouno, Masanobu Yahiro, Phys.Rev.D87,
016015(2013).

10

A-19

有効模型を用いた中間子遮蔽質量の解析
九大院理 A , 佐大院工 B

石井優大A , 八尋正信 A , 河野宏明 B

有限温度 (T ), 有限密度 (µ) における QCD は多様な相構造を見せる. 低密度 (µ/T ≤ 1), 有限 T では QCD の第一原理計算である格子 QCD 計算が可能なため, 様々な物理量の T, µ 依存性が得られる. しかし, µ/T > 1 では符号問題のため計算が困難となる. これに対し, 有効模型は T, µ の全領域で計算できるが, 模型に含まれるパラメータには不定性がある. そこで, 格子 QCD 計算が可能な領域で信頼性の高い有効模型を構築し, その有効模型を格子 QCD 計算が不可能な領域へと適用することで, QCD の相構造を解明する.

中間子の質量はハドロンの基本的な物理量であり, その T, µ 依存性は QCD の相構造や状態方程式に対して本質的である. 有限 T では二種類の質量, すなわち, 極質量 (Mpole ) と遮蔽質量 (Mscr )を定義することができる. Mpole（Mscr ）は, 中間子を虚時間（空間）方向へ伝搬させた時の伝搬関数の漸近形から定義される. 有限 T における格子 QCD 計算では高温ほど極質量の計算が難しいた
め, 比較的に計算の容易な Mscr が盛んに分析されている. 一方, 有効模型では Mpole は計算されているが, Mscr の計算には困難があるため, これまで分析されてこなかった.

本講演では有効模型を用いた Mscr の計算手法を構築し, 格子 QCD 計算の結果と比較することで, より信頼性の高い有効模型を構築する. また, その有効模型を用いて, 純虚数密度 (µ = iµI ) 領
域における Mscr , Mpole の µI , T 依存性を調べる.

A-20

角運動量射影計算による非軸対称変形核の回転運動
九大院理 A

嶋田充宏A , 田上真伍 A , 清水良文 A

軸対称楕円体変形した原子核はよく知られているが、非軸対称変形した原子核の存在が理論的にも、実験的にも示唆されている。原子核は変形している場合には、その対称性を回復するために回転運動が現れる。この回転運動は、回転バンドによって実験的にも多くの原子核で観測されている。
最近では、加速器や測定器の発展に伴い角運動量の大きな極限である高速回転状態が得られるようになり、その性質に興味が持たれている。特に、非軸対称変形核の高速回転状態では、ウォブリン
グ回転バンドやカイラル二重項のバンドといった興味深い回転バンドが存在する。本研究では、この二つの回転バンドについて、微視的な計算を行った。ウォブリング回転とは、ある主軸周りの一様な回転運動において、その回転軸が振動する運動であり、フォノン的な多層回転バンドが形成される。また、非軸対称変形した原子核（コア）に、大きな角運動量を持った粒子と空孔が結合している状態を考えると、これらの三つの角運動量ベクトル（コア、粒子、空孔の角運動量ベクトル）は、互いに垂直となるような軌道を好む。この三つの角運動量ベクトルは、右手系と左手系という鏡映対称な二つの組み方をとれ、エネルギー的に縮退した回転バンドが現れる（カイラル二重項）。

ウォブリング回転及びカイラル二重項は、巨視的な模型によって初めて導入されたものである。

しかし、回転状態の本質的な理解のためには、微視的にこれらの回転バンドを理解することが必要である。最近、原子核の回転状態を純微視的に扱える手法である角運動量射影法を発展させてきた。そこで、この手法を用いて非軸対称変形核の高速回転状態を調査した。ウォブリング回転バン

ドやカイラル二重項のバンドが微視的な計算である角運動量射影法でも得られることを確認した。

11

A-21

格子 QCD に基づくクォーク間ベクトル相互作用の強さの決定
九州大学大学院理学府 A , 佐賀大学理工学部 B
大 , 河野宏明 , 八尋正信
AB

管野淳平A , 高橋純一 A , 石井優

A2010 年に太陽質量 (M! ) の 2 倍の質量をもつ中性子星が発見されて以来, 中性子星の内部構造の見直しが盛んに行われている. 特に, 中性子星内部でハドロン物質からクォーク物質への相転移が実現するかどうかを調べることは, QCD 相図の高密度領域の解明とも直結している重要な課題である. この課題に取り組むためには, ハドロン物質に加えてクォーク物質の状態方程式が必要となる.
本研究では, 2-flavor Entanglement PNJL (EPNJL) model を出発点として, 信頼性の高いクォー
ク物質の状態方程式を構築することを試みた.

有限密度領域では, クォーク間ベクトル相互作用の大きさがゼロでなくなるため, ベクトル相互作用を含む EPNJL model の基づいて状態方程式を決定することが必要となる. しかし, 従来ベクトル相互作用の強さはフリーパラメータとして扱われ, それに起因する model の不定性が存在していた.

一方, 近年の格子 QCD の発展により, QCD 相図の有限密度領域の情報を引き出すことが可能になりつつあり, クォーク数密度などの物理量が計算されている. クォーク数密度はベクトル相互作

用の強さに敏感な量であることを考慮し, 本研究では EPNJL model で計算されたクォークを, 格子 QCD で計算されたクォーク数密度と比較することで, ベクトル相互作用の強さを決定した. また, 構築された EPNJL model を用いて QCD 相図や中性子星の Mass-Radius relation も計算した.
講演では, これらについても発表する予定である.

A-22

弾性散乱におけるカイラル 3 核子力効果
九大院理 A , 阪大 RCNPB

豊川将一A , 蓑茂工将 B , 河野通郎 B , 八尋正信 A

3 核子力の役割を明らかにすることは、原子核物理における重要課題の 1 つである。最近、カイラ

ル有効理論から 2 核子力や 3 核子力が明確に定義出来るようになり、少数系の解析からその強さも精密に決定されてきている [1]。このカイラル 2 核子力+3 核子力を用いた解析により核構造におけるカイラル 3 核子力の役割は解明されつつある。

一方、核反応においては 3 核子力を現象論的に導入することにより、その効果が核-核弾性散乱において微分断面積の角分布後方で顕著に現れることを示す研究がなされている [2]。しかし、3 核子力の現象論的な導入では、核反応に重要な役割を果たす 3 核子力の起源を明確にすることは困難である。そこで、我々は系統的に決定されたカイラル 2 核子力+3 核子力を出発点とすることで、核反応におけるカイラル 3 核子力効果をその起源まで含めて解明することを目指す。

本講演では、上記研究に向けた第一歩として既存の G 行列相互作用にカイラル 3 核子力を導入することで、その効果を評価する。

Reference [1] E. Epelbaum et al. Nucl. Phys. A 99, 022001 (2007). [2] T. Furumoto et. al.
Phys. Rev. C 79, 011601 (R)(2009). [3] K. Amos et. al. Adv. in Nucl. phys. Vol. 25, p. 275(2000).

12

A-23

非軸対称変形核 112 Ru の構造
福岡教育大 A

山根悠希A , 松崎昌之 A

核子数が魔法数から離れた原子核は変形する。その変形は基本的には軸対称四重極型であるが、変形が十分に発達しない場合、最後の核子が占める軌道や、回転の効果により非軸対称変形が起こる場合がある。一般に対称でない軸の周りには集団的回転運動が可能である。非軸対称で大部分の角運動量が 1 つの軸（x 軸）の周りにあるとき、回転軸の揺らぎ、すなわち y 、z 軸周りの小さい

回転は調和振動として扱えて、ウォブリング運動と呼ばれる。その定義からウォブリング運動は高角運動量で起こることが期待されるが、これまで確認されているものの数は非常に少ない。理論的には、ガンマ振動バンドの奇角運動量メンバーが、高角運動量ではウォブリング運動に性格を変えていくことが予想されている。最近、Frauendorf と Dönau は、「112 Ru の低-中角運動量励起状態のうち、準ガンマ振動バンドと呼ばれているものはウォブリング運動の典型例である」と主張した。そこで、本講演では、その妥当性を検討する。 具体的には、Total Routhian Surface 法により変形度を検討した上で、回転系での乱雑位相近似法により励起状態の性質を調べた。その結果、観測された励起バンドの基本的性質はガンマ振動的であるが、低角運動量であっても、ウォブリン
グ運動の性質を帯びていると考えられる。

A-24

6

He 原子核の α − n − n 3 体問題

九州工業大学工学部 A
6

古谷次郎A , 鎌田裕之 A

He 原子核は中性子過剰核の代表的なものである。その原子核を α-n-n ３体クラスターモデル

を用いて Faddeev 方程式を解いた。Faddeev 方程式に代入するポテンシャルには、α-n 間と n-n 間の相互作用を用いる。これら 2 種のポテンシャルは分離型で与えられており、とくに α-n ポテン
シャルについてはパウリの排他律を考慮している。数値計算上では、解くべき Faddeev 方程式が固有値方程式になるので、それをガウス・ゼーデル法により解いた。その計算結果、３体の結合エネルギーとして-4.464[MeV] を得た。実験値は-0.973[MeV] なので、計算した結合エネルギーは実験値より深い結果になった。この値は従来のパウリ排他律を考慮していない計算 1) と比較しても過結合になった。

得られた波動関数を用いて、部分波の要素や運動エネルギー、ポテンシャルの期待値の計算を行った。発表では波動関数の形をグラフに示す。さらに原子核の構造を調べるために 2 個の中性子間の密度関数 ρ(θ) を計算した。その密度関数は ρ(θ) = "Ψ|δ(θ̂ − θ)|Ψ# で定義される。ここで Ψ は波動関数である。θ は、3 つのクラスターを頂点とする 3 角形における α 頂点の内角である。θ = 30

度と θ = 125 度で密度関数 ρ が最大値を与えた。また θ = 30 度の鋭角 3 角形の配位の方が θ = 125
度の配位に比べ大きく、両者が混在していることが分かった。この結果は従来の結果 2) と比べると、両方の配位についても角度が小さくなっていることが分かった。今後パウリ禁止状態を考慮していないポテンシャルの場合と比較し、構造にどのような影響を与えるか調べる予定である。

1) A. Eskandarian, R. Afnan, Phys. Rev. C 46, 2344 (1992).
2) K.Hagino, H.sagawa, Phys. Rev. C 72, 044321 (2005).

13

A-25

反応断面積による不安定核の変形度の決定
九大院理 A , 阪大 RCNPB , 北大理 C , 新潟大 D , 阪大理 E , 東理大理工 F , 埼玉大理G

渡邉慎A , 蓑茂工将 B , 嶋田充宏 A , 田上真伍 A , 木村真明 C , 武智麻耶 D , 福

田光順 E , 西村太樹 F , 鈴木健 G , 松本琢磨 A , 清水良文 A , 八尋正信 A

原子核の変形は魔法数の破れや殻進化と密接に関係しており、その系統的決定が強く望まれる。変
+形度を決定する 1 つの強力な手法として、基底状態 (0+gs ) と回転的励起状態 (21 ) の間の遷移確率+
B(E2; 0+gs → 21 ) を測定することが伝統的に行われている。しかしながら、中性子過剰核に対してこの測定を行うことは容易ではない。本研究では、変形度の系統的決定に向けたアプローチとして、反応断面積実験を用いる手法を提案する。

ごく近年、24−38 Mg + 12 C at 240 MeV/nucleon の反応断面積が系統的に測定された [1]。先行研究 [2] によって、これら反応断面積は反対称化分子動力学法 (AMD) と二重畳み込み模型に基づ

く純微視的理論によって解析された。この理論は調整パラメータを導入することなしに反応断面積の実験データを再現することに成功している。本研究では、この微視的理論を単純化し、反応断面積実験から直接的に変形度を引き抜く手法を提案する。この手法では構造模型として AMD の代わりに Nilsson 模型を用い、変形度をパラメータとして導入する。反応断面積を再現する変形度を導き、B(E2) から推定された既存の変形度との比較を行うことで、その妥当性を確認する。本講演

では、変形度の観点から「魔法数の破れ」や「island of inversion の境界」についての議論も行う予定である。

[1] M. Takechi et al., EPJ Web of Conferences 66, 02101 (2014).
[2] S. Watanabe et al., Phys. Rev. C89, 044610 (2014).

14

会場 B
素粒子実験, 実験核物理領域

B-1

タンデム加速器による RI 生成テスト
九州大学大学院理学府物理学専攻実験核物理 A , 九州大学理学研究院物理学部門 B

牛尾国久A , 寺西高 B , 林慶大 A , 郭儷怡 A , 則松恭彰 A , 秋山陽平 A , 榮大輔 A , 福
多貴大 A

現在、不安定核をビームとして用いた原子核研究が盛んに行われており、宇宙における元素合成

や不安定核に特異な核構造の解明が目標となっている。その中で我々はタンデム型加速器を用いて中・長寿命核の RI ビームを加速し、低ネルギー核反応や天体での核反応を探る実験手法を開発している。具体的な核種は、14 C（半減期 5700 年）、3 H（12 年）、11 C（20 分）、13 N（10 分）などを考えている。

本実験手法では、安定核ビームをガス標的に照射して不安定核を作り、それをガスのイオン化ができるイオン源に送り、ビームとして取り出す。今回、そのための基礎技術開発として、重陽子ビームをガス標的に照射して RI 生成量を測定する実験を行った。

実験では、CO2 もしくは CH4 MeV の重陽子ビームを照射し、12 C(d, n)13 N 反応により 13 N を生成した。収量を確認するためにビーム照射直後にそのガス内の放射線を調べ、半減期を求めた。
結果は半減期が 10 分程度となり、13 N の生成が確認できた。さらに、検出器の検出効率を考慮した解析を行ってガス中の RI 濃度を評価し、将来得られる不安定核ビーム強度の見積もりを行った。
今後は、陽子ビームを利用した 14 N(p, α)11 C 反応により 11 C を生成するテストも予定している。

15

B-2

タンデム加速器のターミナル電圧制御系の開発
九州大学大学院理学府 A , 九州大学理学部 B , 九州大学 C
牛尾平

国久 , 林A

慶大 , 則松A

恭彰 , 福多A

郭貴大 , 榮
B

儷怡A , 寺西 高 C ,大輔

B, 秋山 陽

B

原子核の構造や反応を調べる上で核反応の励起関数（エネルギーの関数としての反応断面積）を測定することがしばしば有用である。

我々はタンデム加速器の特長であるエネルギーをすばやくかつ正確に制御できることを利用して、励起関数を自動的に効率よく測定するためのターミナル電圧制御系を開発している。本講演では、
九州大学伊都キャンパスの新タンデム加速器施設において開発しているシステムの詳細および、現
在進めている、陽子ビームエネルギーの安定度評価と励起関数のテスト測定の現状について発表
する。

B-3

タンデム加速器における RF 荷電交換型イオン源の開発
九州大学大学院理学府 A , 九州大学理学部 B

則松恭彰A , 寺西高 A , 牛尾国久 A ,林慶大 A , 郭儷怡 A , 榮大輔 B , 福多貴大 B , 秋山陽平 B

九州大学伊都キャンパスにおいて整備中の新加速器施設では、タンデム加速器による低エネル

ギー重イオンビームを FFAG 加速器に入射し、核子あたり 25MeV 程度まで加速する計画がある。
この方法の最初のテストビーム核種として 4 He が計画されている。タンデム加速器に入射するイ

オンは負イオンでなければならないので、現在、He− イオンの発生が可能な RF 荷電交換型イオン源の開発を行っている。このイオン源では He ガスをガラスボトルに注入しそこに 100 MHz の

RF をかけることでプラズマ化し、一旦 He+ イオンを生成する。He+ イオンはその後、荷電変換
セル内のルビジウム蒸気によって荷電変換され He− イオンになる。現在、He+ から He− への荷電変換効率をルビジウムの温度条件を変えて測定し、運転条件の最適化を行っている。
また、本イオン源は He ガス以外のガスにたいしても利用可能である。将来、11 CO2 など RI を含んだガスをビーム照射により生成し、そのガスを本イオン源に注入することにより RI ビームの生成を計画している。そこで、炭素を含んだ CO2 や CH4 ガスをイオン源に注入し C− イオンを引き出すテストを行った。今回はこれらの実験結果について発表する。

16

B-4

Ec.m =1.5-1.2MeV での 4 He +12 C → 16 O ＋ γ 反応断面積測定と 16 O
バックグラウンド除去
九大院理 A

伴忠彦A , 相良建至 A , 藤田訓裕 A , 山口裕幸 A , 田尾成章 A , 成清義

博 A , 濱元健一 A

天体ヘリウム燃焼の主反応である Ecm = 0.3MeV での 12 C +4 He → 16 O + γ 反応の全断面積は、特殊な反応機構ゆえに Ecm = 0.7MeV まで実測して外挿により推定するしかないが、これまでは独ルール大で 1.9MeV まで測定されただけだった。難しい実験である。九大では 20 年前から取組み、

2.4MeV, 1.5MeV, 1.2MeV で実測し、現在は 1.0MeV 測定に挑戦している。その 1.5MeV, 1.2MeV

測定に、深刻な 16 O バックグランド (BG) が混入している事に気付いた。12 C ビームのハロー成分
が標的容器酸化表面に当たり 16 O BG を生じていると判った。16 O BG を抑えるため、標的容器を改造し、ビームスリットを新設した。これらの取組みと 1.5MeV, 1.2MeV での再測定とを報告
する。

B-5

Ecm ＝ 1.0MeV での 4He+12C → 16O+γ断面積測定のための RMS
改造と ToF 測定
九大院理 A一 , 伴忠彦
A

田尾成章A , 相良建至 A , 藤田訓裕 A , 山口祐幸 A , 成清義博 A , 濱元健
A

九大タンデム実験室では天体核反応 4He(12C, 16O) γ全断面積測定を世界で最も低い Ecm =1.5, 1.2MeV で行い、今は 1.0MeV での測定を目指している。1.0MeV 測定のために、前方± 1.6 度内に反超される 16O 全てを集束するため反跳質量分析器 (RMS) の立体角を拡大し、バックグランド（
主に 12C）を更に低減する必要がある。そこで 16O の軌道計算に基づき４重極電磁石 Q2 と Q4 の口径を広げ静電偏向器 ED の電極間隔を広げ、低エネルギーの 12C と 16O を明瞭に分離できる TOF 装置を導入した。講演では、改造後の RMS 立体角 Acceptance と TOF テスト実験の結果を紹介する
。

17

B-6

J-PARC ミューオン・電子転換過程探索実験 COMET のための電磁カロリメータの研究開発
九大理 A , KEKB , 阪大理 C , 九大 RCAPPD , BINPE , JINRF , Imperial College

LondonG 大石航A , 五十嵐洋一 B , 上野一樹 B , 川越清以 A , 久野良孝 C , 佐藤朗 C ,齊藤直人 B , 東城順治 A , 中居勇樹 A , 西口創 B , 深尾祥紀 B , 三原智 B , 三部勉 B ,山口博史 A , 吉岡瑞樹 D , Leonid EpshteynE , Petr EvtoukhovichF , Dmitry Grig-

orievE , Benjamin KriklerG , Anatoly KulikovF , Vladimir KalinnikovF , Anatoly
MoiseenkoF , Zviadi TsamalaidzeF , Yury YudinE
荷電レプトンフレーバー保存を破るミューオン電子転換事象は素粒子標準理論では強く制限され、そのため標準理論を超える新しい物理の探索に適している。COMET 実験は茨城県東海村 J-PARCのハドロン実験室にて、10− 17 の感度でこの事象を探索することを目標としている。生成される単色電子の運動量とエネルギーを精密に測定するために、検出器は飛跡検出器と電磁カロリメータにより構成される。

本講演では、電磁カロリメータの研究開発状況について、結晶シンチレータの選定のために東北大学にて行ったビーム試験と、光検出器の中性子耐性研究のために九州大学にて行った照射試験の結果を含めて報告する。

B-7

J-PARC でのミューオン電子転換過程探索実験（COMET 実験）におけるトリガー検出器の開発研究
九大理 A , KEKB , 阪大理 C , 九大 RCAPPD 中居勇樹A , 上野一樹 B , 大石航 A , 川

越清以 A , 久野良孝 C , 坂本英之 C , 佐藤朗 C , 東城順治 A , 山口博史 A , 吉岡瑞樹 D ,吉田学立 C

ミューオン−電子 (μ - e) 転換過程は荷電レプトンフレーバー非保存過程であり、この過程を発見すれば標準理論を越えた新しい物理の存在を意味する。J-PARC ハドロン実験施設で行う COMET
実験の第 1 段階では、10−15 の感度でμ - e 転換過程の探索を目指す。

生成される信号電子の粒子識別と事象時間の測定、トリガー生成のため、トリガー検出器を用いる。検出器はシンチレータとチェレンコフ輻射体、光検出器 (MPPC) から成り、両端に 64 分割

して配置する。本講演ではトリガー検出器の開発状況として、2014 年 9 月に東北大学電子光理学

研究センターで行ったビームテスト実験と、同年 10 月に九州大学タンデム加速器を用いて行った

MPPC の中性子耐性試験の結果について報告する。

18

B-8

J-PARC ミューオン電子転換過程探索実験 COMET のためのストロー
飛跡検出機の研究開発
九大理 A , KEKB , 阪大理 C , 九大 RCAPPD

東城順治 A , 西口創 B , 三原智 B , 吉岡瑞樹 D

田中聡一A , 川越清以 A , 久野良孝 C ,ミューオン電子転換事象は、荷電レプトンフレーバーの保存を破る過程の一つである。この過程

は標準理論で強く制限されているため、発見すれば標準理論を超えた新しい物理が存在する証拠となる。COMET 実験は、茨城県東海村の J-PARC にてこの事象を 10−17 の感度で探索することを目標とした実験である。粒子の識別、および電子のエネルギーと運動量の精密測定のために、検出器にはストロー飛跡検出器と電磁カロリメータが用いられる。

ストロー飛跡検出器は、多数のストローチェンバーで構成されている。本講演では、この構成の最小単位である 1 本のストローチェンバーについて、九州大学で行った性能評価の結果を報告する。

B-10

J-PARC/BL05 における中性子寿命測定実験：系統誤差の評価
九大理 A , 九大 RCAPPB , 京大理 C , 京大化研 D , 東大理 E , 東大素セ F , 名大理 G ,名大 KMIH , CERNI , 理研 J , 阪大 RCNPK , 高エ研 L

角直幸A , 田中元気 A , 音野瑛俊 , 吉岡瑞樹 , 北原龍之介 , 岩下芳久 , 山田崇人 E , 片山領 E , 東直 E , 横
B

B

C

D

山晴道 E , 角野浩史 E , 山下了 F , 榊原理紗 G , 杉野智昭 G , 広田克也 G , 清水裕彦 G ,北口雅暁 H , 生出秀行 I , 関義親 J , 嶋達志 K , 三島賢二 L , 竹谷薫 L , 猪野隆 L

原子核に束縛されていない中性子は 880 ± 0.9 秒の平均寿命で、陽子、電子及び反電子ニュート
リノへと β 崩壊する。中性子寿命は宇宙初期の元素合成量を予言する「ビッグバン元素合成理論(BBN)」の重要なパラメータである。ところが、BBN で予言される宇宙初期における He/H 比からずれた遠方宇宙の観測結果が存在する。また、現行の主な測定手法は「β 崩壊陽子を計数する方法」と「崩壊せず残った中性子を計数する方法」の 2 種類があり、各々の手法では誤差 1 秒の精度で寿命が得られているものの、これらの手法間には 3.8σ の乖離が見られる。従って、これらとは別の手法での高精度な中性子寿命測定が要求されている。そこで我々は J-PARC/BL05 において、パルス中性子ビームを用いた寿命測定に取り組んでいる。β 崩壊と中性子の入射フラックス

を TPC(Time Projection Chamber) で同時に計数することで寿命を測定する。入射フラックスは

TPC ガスに微量の 3 He を混入し 3 He(n, p)3 H 反応を計数することで見積もる。β 崩壊と 3 He 吸収

反応は、デポジットエネルギーの違いで選別するが、この切り分けの精度が寿命に対する系統誤差となり得る。導入する 3 He 分圧を変えて取得したデータを用いて 3 He 吸収反応を取り出し β 崩壊
への漏れ込みの上限値を見積もった。本講演ではこの系統誤差の評価について報告を行う。

19

B-11

九大新加速器施設における AMS 用イオン源のビームテスト
九大院理 A 新名孝斎A , 野呂哲夫 A , 寺西高 A , 坂口聡 A , 衛藤竜一 A , 高尾秀明 A ,林慶大 A , 牛尾国久 A , 小島拓郎 A , 郭儷怡 A , 則松恭彰 A

九州大学実験核物理研究室では理学府キャンパス移転に伴った、新タンデム加速器を利用した
AMS（加速器質量分析）システムの開発を行っている。最近ようやく、新イオン源（MC-SNIC）
から陽子のビームを引き出し加速器で加速する、といったテストが行えるようになった。そこで今
回我々はイオン源の性能テストの一環として、引き出されるビームのエミッタンス（広がり方）を測定した。今後はタンデム加速器のアクセプタンスを測定し、ビームトランスポートに問題がない
か評価を行う予定である。

B-12

加速器質量分析のためのマルチアノードイオンチェンバーの開発
九大院理 A

高尾秀明A , 野呂哲夫 A , 坂口聡志 A , 衛藤竜一 A , 小島拓郎 A , 新名孝

斎 A , 北村徳隆 A

加速器質量分析 (AMS) は微量元素の超高感度な分析法である。特に放射性同位体 14 C を用いた

AMS は年代測定に多用されており、九州大学 AMS グループではタンデム加速器を用いた AMS
施設の実用化へ向けた開発を進めている。

AMS ではタンデム加速器で加速した微量なイオンの量を最終検出器で直接計数する。検出器には主に 3 つの性能が求められる。精度の高い測定を行うため、目的粒子とバックグラウンドを高精度で分離する能力、全てのビームが入射していることを保証するための 2 次元位置検出能力、さらに今後より重い粒子を対象とする場合に問題となる放射線損傷への耐性である。そこで当グルー
プでは、アノードを 16 枚に分割し単位長さあたりのエネルギー損失を測定して粒子識別を行うガ
ス検出器マルチアノードイオンチェンバーの開発を進めている。

バックグラウンドの高精度の分離には、信号強度の増強が有効であると期待される。そこで本研究ではイオンチェンバーに GEM ( Gas Electron Multiplier：絶縁体を挟んだ銅薄膜に電圧をかけることで電子雪崩増幅を起こす膜) を導入し、以下の 2 点について性能評価を行った。(1) GEMに印加する電圧による信号強度の増幅度測定 (2) 2 次元位置測定本講演では、これらの結果につい
て述べる。

20

B-13

NEBULA を用いた多中性子検出におけるクロストークカット法及び検出効率のシミュレーション
宮崎大学 A , 東京工業大学 B
中村隆司 B

金谷佳尚A , 前田幸重 A , 五反田修平 A , 近藤洋介 B ,近年、中性子過剰核や中性子星の研究において、アイソスピン T = 3/2 の三体力の効果が注目されている。我々は新しい三体力効果を研究するために三中性子共鳴状態を探索する計画を立てている。この目的には、崩壊により放出される全中性子を検出し、エネルギーと運動量を測定する不変質量法が有効である。我々の実験では終状態の三中性子を理化学研究所の不安定核ビーム施設(RIBF) に建設された高効率・大立体角中性子検出器 NEBULA を用いて検出し、その運動量を測定する。中性子検出器 NEBULA は 12 本の VETO と 30 本 ×2 段のプラスチックシンチレーターで 1 面を構成しており、有感領域は水平方向 360cm、垂直方向 180cm となっている。三中性子の同時検出は NEBULA を 2 面用いて行う。しかし、複数の中性子を同時検出するときはクロストー

クイベントが偽の多中性子検出イベントとなる。したがって、クロストークカット解析による偽イベントの除去が必要となる。

本研究では Geant4 を用いて、標的から 11m 下流に設置した NEBULA により 3 つの中性子を同時検出するシミュレーションを行い、高効率なクロストークの除去方法の検討及び検出効率の相対エネルギー (Erel ) 依存性の導出を行った。

まず NEBULA による二中性子検出の解析で使用されたクロストークカット方法を三中性子の任

意の二中性子間に適用することで、三中性子検出時のクロストークカットへの拡張を行った。さらに新たなカット条件を追加することでより効率的なクロストークの除去を行うことができた。得られた検出効率は Erel の増加に伴い減少する傾向が見られ、Erel = 10M eV のとき 0.35%となった。

B-14

NEBULA による不変質量測定におけるエネルギー分解能のシミュ
レーション
宮崎大学 A , 東京工業大学 B
近藤洋介

五反田修平A , 前田幸重 A , 金谷佳尚 A , 中村隆司 B ,B

近年、中性子過剰核や中性子星の研究におい準トリガー条件では、トリガーレートが 6kcpsてアイソスピン T=3/2 の三体力の効果が注目以上となる事が確認され、荷電粒子 VETO 検されている。我々は、T=3/2 の三核子系であ出器の増設が必要である事が分かった。

る三中性子共鳴状態の探索を目的とし、理化学以上の事に関して本公演では述べる。

研究所の中性子検出器 NEBULA で三中性子系の不変質量測定を行う実験を計画している。

実験遂行にあたり、GEANT4 を用いて、相対エネルギー分解 ∆Erel 、トリガーレートのシミュレーションを行った。

相対エネルギー分解能に関しては、Erel =1∼

20 MeV の三中性子系に対してシミュレートした。結果、すべての Erel において ∆Erel < 2.5

MeV であった (図)。これは予想されている共鳴ピークの Γ " 10 MeV より小さく、求められる分解能を達成することが示された。

‫ܧ‬୰ୣ୪ ሾሿ

トリガーレートに関しては、NEBULA の標

21

B-16

J-PARC ミューオン g-2/EDM 実験: シリコンストリップ検出器試作機の開発
九大理 A , Open-ItB , JAXAC , KEK 素核研 D , 東大理 E , 九大 RCAPPF 調翔平A,B ,池田博一 B,C , 池野正弘 B,D , 上野一樹 B,D , 内田智久 B,D , 川越清以 A,F , 古浦新司 A,B ,高力孝 B,D , 齊藤直人 D , 佐々木修 B,D , 田中真伸 B,D , 東城順治 A,B , 長澤翼 A , 西村昇一郎 E , 三部勉 B,D , 吉岡瑞樹 F

2012 年、CERN の LHC 加速器を用いた ATLAS、CMS 両実験においてヒッグス粒子が発見され、素粒子の標準模型は完成した。その一方で、2006 年のブルックへブン国立研究所 (BNL) の E821
実験では、ミューオンの異常磁気モーメント (g-2) が 0.54 ppm の高精度で測定され、標準模型の予想値より 3.3 σ 大きな値が報告されている。そのため、より高精度でこの値を測定し標準模型の精
密検証を行うことは素粒子物理の最重要課題の１つである。J-PARC での新実験 (E34) では、極冷
ミューオンビームを用いることにより、先行実験とは全く異なる手法でミューオン g-2 を 0.1 ppmの高精度で測定する。同時にミューオンの電気双極子モーメント (EDM) の世界最高感度 (10−21 e·cm) での測定を行う。
ミューオンの g-2 および EDM の高精度、高感度での測定を実現するため、ミューオンからの崩壊陽電子の飛跡の再構成を行う陽電子飛跡検出器は非常に重要な役割を果たす。本実験では、陽電子飛跡検出器としてシリコンストリップ検出器を用い、これまで検出器を構成するシリコンスト

リップセンサーおよびその読み出し ASIC の開発を行ってきた。9 月 26 日 9 月 30 日には、それらを組み合わせたシリコンストリップ検出器試作機の性能評価として東北大学電子光理学研究セン

ターで 200 MeV/c の陽電子ビームを用いたビーム試験を行った。本講演ではシリコンストリップ
検出器の開発状況とその試作機の性能評価について報告する。

B-17

J-PARC ミューオン g-2/EDM 実験: ファイバーホドスコープの開発
九大理 A , Open-ItB , JAXAC , KEK 素核研 D , 東大理 E , 九大 RCAPPF 長澤翼A ,池田博一 B,D , 池野正弘 B,D , 上野一樹 B,D , 内田智久 B,D , 川越清以 A , 古浦新司 A,B ,高力孝 B,D , 齊藤直人 D , 佐々木修 B,D , 調翔平 A,B , 田中真伸 B,D , 東城順治 A,B , 西村昇一郎 E , 三部勉 B,D , 吉岡瑞樹 F

ミューオンの g-2(異常磁気モーメント) は、2006 年にブルックへブン国立研究所（BNL）の E821
実験によって 0.54ppm の高い精度で測定されており、標準理論から予測される理論値と約 3.3 σのズレがあることが分かっている。この理論値とのズレは標準理論を超える新しい物理を示唆している。また、未発見の EDM(電気双極子モーメント) を発見することが出来れば、レプトンにおいても CP 対称性の破れが存在することを意味する。J-PARC における g-2/EDM 精密測定は極冷
ミューオンビームによる全く異なった手法を取り、g-2 を 0.1 ppm、EDM を 10−21 e· cm の高い精度で測定することを目指す。

本実験ではシリコンストリップ検出器を用いてミューオンからの崩壊陽電子をトラッキングする。
シリコンストリップ検出器の試作機はすでに製作されており、試作機のトラッキングの性能評価、
運動量 200 MeV/c での陽電子信号の大きさの確認を目的としたビームテストを東北大学で 9 月 26

日 ∼30 日に行った。ファイバーホドスコープは陽電子ビームのトラッキングのために 4 台設置し、シリコンストリップ検出器のトラッキングの性能を見積もるために用いた。ファイバーホドスコー

プとはシンチレーションファイバーと光検出器を組み合わせた飛跡検出器のことである。本検出器
は、1.0mm 角ファイバー 6 本 (垂直方向) と 0.5mm 角ファイバー 10 本 (水平方向) を使用し、光検出器として MPPC(Multi-Pixcel Photon Counter)16 個を使用した。本講演では、ファイバーホド
スコープの開発とビームテストでのトラッキング性能の結果について述べる。

22

B-18

ILC における ILD ECAL のためのシリコン検出器に関する研究
九大理 A , 九大 RCAPPB

上野翔 A , 川越清以 A , 末原大幹 A , 須藤裕司 A , 住田寛

樹 , 高田秀佐 , 富田龍彦 A , 平井寛人 A , 宮崎陽平 A , 吉岡瑞樹 B
A

A

国際リニアコライダー (ILC) とは全長 31km の電子陽電子衝突型線形加速器であり、ヒッグス粒子の精密測定や新物理の探索等を主な目的としている。ILC における主な物理過程は終状態に多数のハドロンジェットを含む。そのため ILC の検出器には高いジェットエネルギー分解能が要求され、この実現のために Particle Flow Algorithm(PFA) という再構成手法の導入が予定されている。

PFA の導入によりジェット中の粒子を個別に識別することが可能となるが、その能力の向上のた
めには高精細な粒子検出器が必要とされる。

九州大学素粒子実験研究室では、ILD 測定器の電磁カロリメータの候補であるピクセル型シリコン検出器に関する研究を行っている。この検出器は、ピクセル状に細分割することで前述の高精細を実現している。本講演では、このセンサーへのレーザー照射測定等の特性に関する研究結果を
報告する。

B-19

ILC における ILD ECAL のハイブリッド構造の最適化
九大理 A , 九大 RCAPPB , 東大理 C , 信州大理 D , 日本歯科大 E , CALICE-AsiagroupF , ILD ECAL groupG 住田寛樹A , 川越清以 A , 吉岡瑞樹 B , 末原大幹 A , 須
藤裕司 A , 上野翔 A , 竹下徹 D , 小寺克茂 D , 小野裕明 E , Daniel JeansC , CALICEAsia groupF , ILD ECAL groupG
国際リニアコライダー (ILC) 計画は電子陽電子衝突型線形加速器実験であり、ヒッグス粒子の精密測定や新物理の探索などに大きな期待が寄せられている。このような興味のあるプロセスの終状
態にはハドロンジェットを含むものが多く、検出器にはこれらのジェットの識別の為に高いエネル
ギー分解能が求められる。これを実現するために ILC では Particle Flow Algorithm(PFA) と呼ばれる解析手法の導入と、この手法に対応する高精細なカロリメータが必要とされる。ILC の検出器の１つである ILD 検出器では電磁カロリメータの候補としてピクセル型シリコン半導体検出器と MPPC を用いたストリップ型シンチレータ検出器の２つがあり、前者はピクセル型で PFA に適している一方、後者は時間分解能が良く高エネルギーでのバックグラウンド除去に使えるが、ス
トリップの形状から PFA の性能向上には工夫を要する。

本研究では両者を組み合わせる事でその利点を活かし欠点を補う最高性能の電磁カロリメータを目指す。今回の発表ではハイブリット構造の検証の前段階として、ピクセル型シリコン半導体検出器についてシミュレーションを用いて最適化を行った結果を報告する。

23

会場 C
領域 3

C-1

強磁性三角ナノリングの静的、及び動的磁化状態の検出
九大物理 A , 九大シス情 B , 九大スピンセ C

正三角形状のナノ磁性体の残留磁化状態と日出柄 誠A , 崔 暁敏 B , 木村 崇 A,C

講演では、正三角形リングの磁区構造安定性になる磁気渦構造は、磁場印加方向により渦の旋関する角度依存性や縮退効果などについて考察

回方向を制御できることが知られている。我々する。

は、三角形状のリング磁性体においても同様の［1］ S. Yakata et al. APL. 99, 242507 (2011).

手法が適用できるのを期待して、マイクロマ

グネティクスによる数値計算、及び実験を行った。

数値計算の結果、リング磁性体においても、

少し磁場印加過程は異なるが、無磁場中で渦と同様の閉磁区構造を安定化させることができ、更にその旋回方向は、三角形状ナノ磁性体の場合と同じ傾向を示すことが判明した。さらに

Pt ホールバーを用いた正三角形磁性リングの磁化過程の検出実験も行い、上記数値計算に観測される正三角形リングの磁区構造相転移現象
を明瞭に観測することに成功した。

24

C-2

ナノ磁性体中のスピンダイナミクスによるエネルギー散逸機構
九州大学理学部物理学科固体電子物性研究室 A , 九州大学大学院理学府物理学専攻
固体電子物 B , 福岡工業大学工学部電子情報工学科 C , 九州大学大学院理学研究院
物理学部門 D , 九州大学量子ナノスピン物性研究センター E
一人 , 家形諭 , 木村崇
BC

横谷有紀A , 山野井

D,E

反磁界の大きなナノ磁性体では、低磁場領域のみが観測されたが、20dBm では、抵抗変化（FMR）を誘起できる。しかしながら、マイクサテライトピークが観測された。これらのピー

においてもマイクロ波印加により強磁性共鳴の半値幅が太くなると共に、低磁場側に複数のロ波強度が大きい、または不均一な場合、反磁

クは、スピン波の励起に対応していると考えら

界も不均一となり、FMR 特性に大きな乱れがれる。発表では、より系統的な実験結果をエネ生じる。このような非線形的な振る舞いは、ス

ルギー散逸との関連性を含めて議論する。

ピンの高速応答、及び新奇なスピン流生成機構を探るうえで、極めて重要である。

し、FMR 特性のマイクロ波磁界強度依存性を

強磁性共鳴

R 0dBm (ȍ)

強磁性体細線（幅2 um）

0 dBm
20 dBm

コプラナー・ウェーブガイド

調べた。図２に、マイクロ波強度 0dBm、及びR 20dBm (ȍ)

そこで今回我々は図１のような素子を作製

高周波電流

20dBm の FMR スペクトルを示す。0dBm では通常の FMR によるローレンツ型の抵抗変化

C-3

RF 6 GHzV

μ0H (mT)

図１

素子構造

図２

線形と非線形の FMR スペクトル

多端子スピン生成源を用いたクーパー対形成ダイナミクスの解明
九大理物 A , 九大量子ナノスピン物性研究センター B
大西紘平 A,B , 木村崇 A,B

超伝導近接効果によりクーパー対が誘起され坂本美智子A , 小野雄馬 A ,各端子を用いたスピンバルブ測定、及び界面た常伝導体に、スピン偏極した電子を注入する

抵抗測定の磁場依存性などから、十分低温で磁態を人工的に創出できる。このような系では、在すると同時にクーパー対も存在していることことで、スピン蓄積とクーパー対が共存した状

クーパー対形成過程のスピン蓄積による制御など新しい量子効果が期待できるが、それらを実場が弱い領域では、Cu 層中にスピン蓄積が存を示す実験結果を得ることに成功した。

当日の発表では、平行、及び反平行状態から験的に検出することは容易ではない。

の二端子スピン注入実験の結果を交えて、Cu

層中のクーパー対形成過程制御の可能性についそこで本研究では、常伝導体 Cu ／超伝導体て議論する。

Nb 二層膜上に強磁性体 NiFe で構成される２つのドット型のスピン生成源を配置し、更に、同

じく NiFe ドットからなる Cu 層中のクーパー

対形成過程検出端子を持つ図のような素子を作









 

製した。本素子において、２つのスピン生成源

を平行配列させてスピン注入を行う場合と、反平行にした場合とでは、Cu 層中のクーパー対



の形成過程に差が生じ、その差は、Cu 層の電気抵抗測定により検出できると期待される。

25

!"#$%&'

C-5

CoFe 系合金における熱的スピン流励起と非線形スピン吸収効果
九州大学理学部物理学科 A , 九州大学大学院理学研究院 B , 九州大学大学院システム
情報科学府 C , 九州大学大学院理学府 D , 九州大学大学院理学研究院物理学部門 E ,九州大学量子ナノスピン物性研究センター F
日出柄誠 , 木村崇
D

植松銀河A , 野村竜也 B , 胡少杰 C ,E,F

近年、強磁性体に温度勾配を与えることでス

型スピンバルブ構造を作製した。図 1 に示すは、強磁性体のゼーベック係数が上向きスピン

ルブ効果を測定した結果、図２に示すように、ピン流を生成する方法が注目されている。これ

端子配置にて、熱励起スピン流によるスピンバと下向きスピンで異なることに起因しており、スピン流の生成量はゼーベック係数の差に比例する。本研究では、熱的スピン流の生成効率向室温にてマイクロボルトを超える大きな電圧が観測された。これは、スピン流密度にすると109A/m2 を超える強度に対応する。講演では、
熱励起スピン流の吸収効果についても説明する。

上のため、上向きスピンと下向きスピンのゼー
ベック係数の差が大きい CoFeAl(CFA) を用いて、更に形状を最適化することで、熱による巨大スピン流の生成を試みた。

今回、より大きな熱勾配をジュール熱により創出するため、厚さ 100 nm 、幅 100 nm の

CFA 強磁性細線で構成される図 1 のような横C-6௕‫ؙڭ‬೾৒खञಞ৕भெૄ௕

௕‫ؙڮ‬ਫ਼লऔोञ೸५আথਦಀ

NiO 薄膜を介した 3d 伝導電子のスピン輸送特性
九州大学理物 A , 福岡工業大学電子情報工学科 B , 量子ナノスピン物性研究セン
ター C

岡部京太A , 川北直史 A , 野村竜也 A , 家形諭 B , 木村崇 A,C

GdOx や NiOx などの金属酸化物を２つの金相転移）のスイッチング電圧のみが急激に増大現象が誘起される。この現象は、電界の極性反温度依存性や電極スピンの影響も踏まえ、相属電極で挟み電界を加えると、金属-絶縁体転移する傾向がみられた。講演では、より詳細な

転により逆方向の相変化も誘起できるため、物転移現象とスピン状態の関係について議論する。

理的に興味深いだけでなく、抵抗スイッチング

素子やメモリスタなどのナノエレクトロニクスへの応用も期待されている。我々は、相転移を20示す酸化物が、磁性を持つ原子を含む場合が多I (mA)

いことに着目し、相転移とスピン状態の相関を明らかにするべく研究を進めている。今回我々は、ネール温度近傍での NiOx のスピン状態の変化と相転移現象の関連性を調べるために、図0-201 の左上に示すような CoFeB/NiOx/W 素子を作製し、伝導特性の温度依存性を評価した。図1 に室温と 140 K における I-V 特性を示す。温

-2

set

ࠉRT
140 K
reset

-1

0

V (V)

1

2

ᅗ1 CoFeB/NiOx/W⣲ᏊࡢI-V≉ᛶ

度の低下と共に、正方向（絶縁体から金属への

26

3

C-7

ホイスラー合金 Co2 TiGa1−x Snx の磁気・輸送特性
鹿児島大院理工 A , 東北大金研 B , 東京大物性研 C , 東北学院大工 D

藤本祐太郎A ,西迫裕也 , 重田出 , 梅津理恵 , 野村明子 , 山内徹 , 湯葢邦夫 B , 鹿又武 D ,
A

A

B

B

C

真中浩貴 A , 寺田教男 A , 廣井政彦 A
スピントロニクスのデバイス応用の観点から，高いキュリー温度を示す Co 基ホイスラー合金

磁場が大きくなる傾向にあるため，磁化の値が(Co2 YZ) がハーフメタル材料として注目されている。特に，Y サイトが磁性原子である Mn のSlater-Pauling 則から少しずれることが明らかになった。
発表当日は，磁化の温度依存性や電気抵抗に抗 (TMR) 素子で 89%のスピン分極率が報告さ[1] K. R. A. Ziebeck, P. J. Webster: J. Phys.

ホイスラー合金 Co2 MnSi は，トンネル磁気抵

ついても報告する。

れて以来，ハーフメタル特性に関する研究が盛Chem. Solids 35 (1974) 1.

んに行われている。本研究では，Co 基ホイス

x = 1.0
x = 0.9x = 0.8
x = 0.7
x = 0.6
x = 0.5
x = 0.4
x = 0.3
x = 0.2
x = 0.1
x = 0.0

ラー合金 Co2 TiGa1−x Snx (0 ≤ x ≤ 1) に注目

M ( B/f.u.)

して，その磁化や電気抵抗を系統的に測定することによって磁気・輸送特性を明らかにする。

T = 5 K における磁化曲線の組成 x 依存性を図 1 に示す。Co2 TiGa と Co2 TiSn の自発磁化はそれぞれ 0.8 µB ，1.98 µB を示し，文献

Co2TiGa1-xSnx
T=5K

値に近い値が得られた [1]。Sn-rich の組成の磁化は Slater-Pauling 則に従うため，ハーフメタ

B (T)ルの候補と考えられる。一方，Ga-rich の組成

1 T=5Kでは，図 1 からわかるように磁化が飽和する

C-8

Ru2 Cr1−x Tix Si と Ru2 Cr1−x Vx Si の物性
鹿児島大院理工 A , 東大物性研 B 佐野紘晃A , 西井上創羅 A , 重田出 A , 伊藤昌和 A ,小山佳一 A , 近藤晃弘 B , 金道浩一 B , 廣井政彦 A

我々は、Ru ベースのホイスラー化合物の物

明確に見られた反強磁性転移での異常は、置13 K で反強磁性転移するが、それから推定される反強磁性相が壊れる磁場よりはるかに高い磁場まで反強磁性相が保たれることを報告

現在調査中であるが、x > 0 での磁化率のピ−性について研究してきた。Ru2 CrSi は TN =換した試料では確認されなかった。その原因はクはグラス的な凍結を示している可能性がある。
12

Peak Temperature (K)した。この現象を理解するためには Cr を他元

Ru2Cr1-xTixSi
Ru2Cr1-xVxSi

10素で置換することによって磁気相互作用が変化すると考えられるので、置換した試料の物性を調べるのが有効であると考えられる。そこで、今回は Ru2 Cr1−x Yx Si(Y = Ti, V) の作

8
6
4
2
0

製を試み、単相試料を得ることができた。1

0.3
0.4
0.5
x
Fig.1㸸1T ࡛ࡢ Ru2Cr1-xYxSi (Y=Ti, V)ࡢ☢໬⋡ࡢࣆ࣮ࢡ ᗘࡢ x ౫Ꮡᛶ

料においてピークが見られたので、Fig.1 に

x = 0.1, 0.2 の 0 T での電気抵抗率の温度依存性を示した。置換することにより磁化率の

(a)

1.8

U(T) / U(300)

ピーク温度の x 依存性を示した。Fig.2 には、

0.2

Ti=0.1
Ti=0.2

1.6
1.4

(b)

3

U(T) / U(300)

T における磁化率の測定では、それぞれの試

0.1

V=0.1
V=0.2

2

1.2

ピーク温度 (x = 0 のときの磁化率のピーク

10は反強磁性転移に対応する) の減少が見られた。一方、抵抗率測定において、Ru2 CrSi で

100
200
Temperature (K)

300

1
0

Fig.2㸸0T ࡛ࡢ᢬ᢠ⋡ࡢ

27

100
200
Temperature (K)

ᗘ౫Ꮡᛶ

300

C-9

RuFeCrSi 系ホイスラー合金の熱電物性に関する理論計算と実験
鹿児島大院理工 A , 京都工芸繊維大院工芸 B , 東京大物性研 C

重松理史A , 春森浩

平 , 西迫裕也 , 重田出 , 奥田哲治 , 三浦良雄 , 山内徹 , 廣井政彦 A
A

A

A

A

ホイスラー合金 Ru2−x Fex CrSi は、第一原理

BC

S = 33.4 µV/K であった。さらに、Ru-rich の
試料の S が大きくなる傾向があることが明らか

バンド計算から原子配列の乱れに対して耐性のあるハーフメタルであると予想されている材料になった。発表当日は、これらの実験結果と第である。これまで我々は、x ≤ 0.2 では反強磁一原理バンド計算の結果を合わせて議論する。

性やスピングラスが現れ、x > 0.2 では強磁性[1] M. Hiroi et al., Phys. Rev. B 76, 132401

を示すことを報告した [1]。また、Fe-rich の組(2007).
[2] M. Hiroi et al., Phys. Rev. B 79, 224423

和磁化が Slater-Pauling 則と一致することから(2009).

成ではキュリー温度が高い (〜500 K) こと、飽高いスピン分極率をもつことが期待され、スピントロニクス材料として有望であると考えられ㻟㻡

る [2]。本研究では、Ru2−x Fex CrSi の電子物性の解明と、熱電材料としての可能性を調べるこ㻿㻌㻔μ 㼂㻛㻷㻕㻞㻡

とを目的として、電気抵抗率 ρ、ゼーベック係
数 S 、熱伝導率 κ を評価した。

定常法によって測定したゼーベック係数の温度依存性を図 1 に示す。図 1 からわかるように、

x = 0.5 以外の S は正の値であることから、それらのキャリアがホールであることがわかった。

㻞㻜
㻝㻡
㻝㻜
㻡
㻜
㻜

㻡㻜

300 K での S の値は、x = 0.1 で最も大きく、

C-10㻾㼡㻞㻙㼤㻲㼑㼤㻯㼞㻿㼕㻌㼤㻩㻜㻌㼤㻩㻜㻚㻝
㻌㼤㻩㻜㻚㻟
㻌㼤㻩㻜㻚㻡
㻌㼤㻩㻝㻚㻜
㻌㼤㻩㻝㻚㻤㻟㻜㻝㻜㻜㻝㻡㻜 㻞㻜㻜 㻞㻡㻜 㻟㻜㻜㼀㻌㻔㻷㻕
ᅗ1. Ru2-xFexCrSi䛾䝊䞊䝧䝑䜽ಀᩘ

ホイスラー化合物 Ni2 MnGa の輸送特性
鹿児島大学理工学研究科 A
昌和 A

桑原脩人A , 重田出 A , 廣井政彦 A , 寺田教男 A , 伊藤

Ni2 MnGa は T m = 200 K 付近でマルテン

サイト変態を起こすが、これはバンドヤーンテ
ラー効果に起因すると考えられている。バンド
ヤーンテラー効果によって、フェルミエネルギー
レベル (Ef ) での状態密度 (DOS) が大きく変化するため、ゼーベック係数に大きな影響を与え

ると思われる。また,T m 以下では、磁場によるバリアントの再配列が起こることから、熱伝導6P9.



特性を磁場でコントロールすることも期待できる。そこで、今回我々はこの物質の零磁場及び磁場中での熱伝導率、熱電能を調べた. 図 1 に T

7 .

7 .

1L0Q*D= 70 , 200 K におけるゼーベック係数 S(T ) の

磁場依存性を示す。磁場範囲 0 ≦ B(T ) ≦ 8 T

で磁場を増加させても S(T ) に大きな変化は見%7

図１Ni2MnGaのゼーベック係数の磁場依存性

られなかった。同様に磁場による他の輸送特性にも変化は小さく、これらの結果から当初の期待とは異なり磁場依存性がないことが分かった。

28

C-11

Mn2YZ の結晶構造と磁性
鹿児島大学理工学 A , 鹿児島大学理工学 B

下境田 光希A , 藤井伸平 B【はじめに】30 年ほど前には Mn2YZ 型のホイスラー合金としては、Mn2VAl[1] が存在するのみであったが、最近おおくの Mn2YZ 型合金が作成されている。しかし、その結晶構造はかならずしもL21 型でない。 最近合成された Mn2RuSn と Mn2RuSi[2] についてその結晶構造と磁気状態について第一原理計算 [3,4] により調べたのでのその報告を行う。

【方法】結晶構造として 3 種類（L21 型、Hg2CuTi 型、DO3 型）、磁気構造として 3 種類（常磁性、強磁性、フェリ磁性）を考え、第一原理計算によりそれらの電子エネルギー E を計算する。

E によりそれらの相対的安定性を評価し、安定な結晶構造と磁気構造を決定した。
【結果】いずれも Hg2CuTi 型のフェリ磁性がもっとも安定となった。分子当たりの磁気モーメントの計算値と測定値の一致はよい。当日は、Mn2NiGa および Mn2VAl についての結果についても報告する予定である。

[1] K. H. J. Buschow and P. G.. Van Engen: J. Magn. Magn. Mater. 25 (1981) 90-96. [2]K.Endo et al: J. Alloys Compd. 510 (2012) 1.
phys.sci.osaka-u.ac.jp

C-12[3] http://www.wien2k.at [4] http: //kkr.

hcp NiCo 合金の常磁性強磁性転移と電子状態
佐賀大理工 A , 台湾 NSRRCB , マックスプランク研 C , 九大院工 D , 熊本大院自然 E ,理研 F

赤司健太A , 石渡洋一 A , 石井啓文 B , Y. F. LiaoB , Y. H. WuB , K. D.

Tsuei , 内海有希 C , S. AgrestiniC , 稲垣祐次 D , 河江達也 D , 木田徹也 E , 南任真B史 F , 石橋幸治 F䢵䢳䢴䢲䣺䢳䢲

䢳䢲䢳䢲䢲= 6480 eVhν䢷䢲（HAXPES）スペクトルから求めたフェルミ準位（E F ）の状態密度（DOS）は Co 量に対し連

䢸䢲
䢵䢲
䢶

䢶䢲

䢶䢲
䢴䢲

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䢴
䢳䢲
䢴䢲

続的に増大する傾向が見られた。一方、磁化測定

䢵

䢷䢲
䢴䢷

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䢴䢲

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䣺䢳䢲 䢢

䢺䢲
䢶䢲

Intensity (arb. units)

0.22, 0.29) を溶液合成し、x に対する磁化と電子状態の変化を調べた。硬 X 線光電子分光

䢺

䢺䢲

䢵
䢸

Intensity (arb. units)

䢳䢲䢲

䣺䢳䢲 䢢

ナノサイズ Ni では hcp 構造が出現し、fcc
Ni と比べて磁化の値が非常に小さくなる。本
研究では hcp Ni1−x Cox (x = 0, 0.05, 0.19,

hcp-Ni0.1
0.0-0.1
hcp-Ni0.81Co0.19Binding energy (eV)hcp-Ni0.71Co0.29䢲5から求めた飽和磁化の値は、x = 0 から 0.22 ま

4

3

2

1

0

-1

Binding energy (eV)ᅗ1䠖 hcp Ni1-xCox HAXPES䝇䝨䜽䝖䝹で大きく変化せず、x = 0.29 において急激な増大を示した。x = 0.22 と 0.29 の間でストーナー

20

Ms (emu/g)

条件を満たし、強磁性化したことが示唆される。

DOS at EF

0.3

0.2

Ms 250 K
DOS at EF

0.1

10

0.0

0
0.0

0.1

x

0.2

ᅗ䠎䠖DOS, 㣬࿴☢໬䛾Co㔞౫Ꮡᛶ

29

0.3

C-13

クロミック化合物 CoMoO4 の低温異常磁性
九大院工 A , 福井大工 B行

坂元康剛A , 諸冨大樹 A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A , 浅野貴Bモリブデン酸コバルト CoMoO4 は、ピエゾ

クロミズムとサーモクロミズムの性質を有して3

いる [1]。その高圧相と低温相では、同一の相

0

15K
12.5K
10K
8K

0

6K

0

4K

2

(α-CoMoO4 ) が実現されており、低温で興味深い磁性を示す [2]。その磁性を明らかにする
目的で、α-CoMoO4 の極低温での詳細な磁化測定・比熱測定を行った。

図 1 に 0.5K〜15K までの磁化過程を示す。

比熱測定から得られた TN = 12K 以下ではM (µB)

1

0

2K

0

2 段ステップ磁化過程が観測され、4K を境に

0.5K

0

してその前後で挙動が大きく異なる。4K での0

結果が最も単純で、低磁場側からシングレッ

ト、1/3 プラトー、飽和と明確に変化している。

0

0

1

2

3

4

5

6

7

H (T)

この低温・低磁場におけるシングレット状態
は、スピン・パイエルス転移によるダイマー

ᅗ1, ☢໬㐣⛬

当日はより詳細な結果を紹介して議論を行う。

[1] L. C. Robertson et al., Inorg. Chem. 50 (2011) 2878.
[2] ⚟஭༤❶ ௚, ᪥ᮏ≀⌮Ꮫ఍䠎䠌䠍䠏ᖺ⛅Ꮨ኱఍ 25pPSB-63 394.

形成に起因するものではないかと考えられ、

C-14

Mn2−x Cux Sb の高圧下における磁気状態
鹿大院理工 A , 東大物性研 B

松本佳大A , 松林和幸 B , 上床美也 B , 小山佳一 A

Mn2−x Cux Sb は，温度低下に伴い，フェリ磁性 (FRI) −反強磁性 (AFM) 一次磁気相転移を示す．近年，磁気一次相転移が磁場により抑制されるカイネティックアレスト（KA) 効果が報告された [1]．今回我々は，KA 効果に対する圧力の影響を調べることを目的とした．

東京大学物性研究所の高圧下磁化測定装置を用いて，圧力 0.1 MPa − 1.0 GPa，磁場 0 − 5

T，温度 10 − 300 K の条件で，磁化の温度依存性の測定を行った．

図に，Mn1.9 Cu0.1 Sb の磁化の温度依存性を示

す．常圧（0.1MPa）では，FCW-3T と ZFCW-

3T の低温（T ≦ 50K）での磁化の差が大きく，
KA 効果が観測された．一方，高圧（1GPa）下では，その差が小さくなり KA 効果が抑制されていることが分かった．

[1] P. Kushwaha,Condense.

Matteret al.

J. Phys.:

20022204(2008)!"!"!"##$$"!%& # '()!*+ ,+-$ )('.*+ ,&-%/0&'()*+#,-./0

30

C-15

Fe2 Mn1−x Vx Si の磁気相図
鹿児島大学理 A , 東京大学物性研 B

西涼太 A , 田底知也A , 佐野紘晃 A , 重田出 A ,伊藤昌和 , 小山佳一 , 近藤晃弘 , 金道浩一 B , 廣井政彦 A
AAB

Fe2 MnSi は L21 型の構造を持つホイスラー合金で、T C =250 K で強磁性転移をし、T A =60 K

り、置換量が増えることで反強磁性相の存在すとが知られている。V 置換した Fe2 Mn1−x Vx Si

やそれから得られた磁気相図について報告する。

る磁場範囲が狭まることを示している。本講演で反強磁性成分を持った相への転移が起こるこ

では x =0 - 0.2 の試料について磁化測定の結果

では、x の増加につれて T A が低下し x 〜0.2 でFe2Mn 0.95 V0.05 Si

消失する。本研究ではこの転移の高磁場までのM (arb. unit)

相境界を調べることを主な目的に、70 T 付近の高磁場まで、パルス磁場を用いて磁化を測定した。図は Fe2 Mn0.95 V0.05 Si の各温度での磁化である。4.2 K での磁化曲線と比べて、20〜

40 K での磁化曲線は、途中の磁場より傾きが変化し、下方にずれている。これはその磁場に

4.2 K
20 K
30 K
40 K
60K

おいて反強磁性的な相からの磁気相転移が起きていることを示唆している。また x〜0.1 の試料

0ではこの転移がより小さい磁場へと推移してお

C-16

20

40
B (T)

Mn2−x Ni1+x Z (Z=Sb, Ga, Sn) (0 ＜ x ＜ 1) における磁気的特性および結晶構造的特性
鹿児島大学理工学研究科 A , 東北大学金属材料研究所 B
廣井政彦 , 三井好古 , 梅津理恵 , 小山佳一
AA

B

Ni2 MnGa と Ni2 MnSn はホイスラー合金でCu2 MnAl 型の結晶構造を持つ強磁性である。

［1］一方、Mn2 NiGa は強磁性で Cu2 MnAl 型の構造を持ち、Mn2 NiSn はフェリ磁性で Hg2 CuTi型の構造を持つと報告された。しかし、Ni 基合

金に比べて Mn 基合金の実験結果の報告は少ない。Z=Sb の格子定数の x 依存性において x=0.5
周辺で異常が見られた。これは x=0 と 1 で結晶構造が異なるためであるとした。
［2］本研究の目的は Mn2−x Ni1+x Z (Z=Sb, Ga, Sn) (0 ＜x ＜ 1) の磁気的および結晶構造的特性を明らかにすることである。

図 に 室 温 で の Z=Ga の 格 子 定 数 を 示 す。
Z=Sb の結果と異なり、格子定数は組成増加とともに減少していることがわかる。Z=Sn でも同様の結果が得られた。Z=Sb と異なり、Z=Gaと Sn は x=0 と 1 で結晶構造が同じであると示唆される。[1] 鹿又武, 機能性材料としてのホイス

31

吉峰裕貴A , 滿永大輔 A ,A

ラー合金, 内田老鶴圃, (2011). [2]Y. Yoshimine,

et al., IEEE Trans. Magn. 50, (2014), 100124.

60

C-17

CrAlGe の磁性
鹿児島大学・理 A , 東北大・金研 B
一

吉永総志A , 三井好古 A , 梅津理恵 B , 小山佳A

Mn 基の磁性体のうち、MnAlGe は正方晶
Cu2 Sb 型の結晶構造を有する強磁性体であり、published in IEEE Trans. Magn. (in press).

大きな磁気異方性を有するため、垂直磁化膜の強磁性材料としての応用が期待されている。
最近、MnAlGe の Mn を Cr に一部置換するとキュリー温度 Tc が上昇することが報告された [1, 2]。一方、Mn を Cr に完全置換した

CrAlGe はその磁性についてほとんど明らかにされていない。本研究の目的は CrAlGe を合成し、その結晶構造及び磁気特性の評価を行うことである。CrAlGe の熱磁化曲線を図に示す。図より、CrAlGe は約 80K のキュリー温度 Tc を持つことがわかった。Cr, Al, Ge それぞれの単体元素は強磁性でないにも関わらず、合成すると強磁性的な振る舞いを示すことがわかった。[1] H. Ido et al , J. Appl. phys.

55 (1984) 2365.[2] R. Y. Umetsu et al., to be

C-18

Ru2−x Fex CrSi の磁場中輸送特性
鹿児島大院理工 A , 熊本大 B
井宗明 B , 廣井政彦 A

西井上創羅A , 佐野紘晃 A , 重田出 A , 伊藤昌和 A , 藤

我々は、ホイスラー化合物 Ru2−x Fex CrSi の物性について研究してきた。Fe-rich ではハーフメタル的な強磁性と考えられ、x = 0 の Ru2 CrSi

[×10-5] 3㟁Ẽ᢬ᢠ⋡ (Ω m)

では TN = 13 K で反強磁性転移をすることがわかった。また、TN は 〜 15 T でもあまり変化せず、相当な高磁場まで反強磁性相が保たれる
ことがわかった。一方、Fe が少量の試料はスピ

ングラス的な振舞を示す。今回は、電気抵抗率と磁気抵抗比について研究を行った。Fig. 1 に

Ru2-xFexCrSi㟁Ẽ᢬ᢠ⋡
Ru2CrSi
Ru1.99Fe0.01CrSi
Ru1.98Fe0.02CrSi
Ru1.9Fe0.1CrSi
Ru1.7Fe0.3CrSi

2

1

0
0

0 T での Ru2−x Fex CrSi ( x = 0, 0.01, 0.02, 0.1,

100

200

300

T (K)

0.3 ) の電気抵抗率を示す。x = 0.1 では温度下降にともない電気抵抗が増大するが、x = 0 に近Fig. 1Ru2-xFexCrSi☢Ẽ᢬ᢠẚ

い試料では反強磁性の影響からか低温で増大は1抑えられる。Fig. 2 には磁気抵抗比のグラフを

T = 2Kより (x = 0.01 でも) 負になることが見出された。

∆ρ/ρ (%)

0

示すが、x = 0 では正であるが、Fe のドープに-1-2
Ru 2CrSi
Ru 1.9Fe0.1 CrSi

-3
-5

0
B (T)

Fig. 2

32

5

C-19

MnCo(1-x)Fe(x)Ge の磁気特性
鹿児島大学大学院理工学研究科物理・宇宙専 A , 東北大学金属材料研究所 B
大園康介A , 三井 好古 A , 廣井

MnCoGe は, 約 460 K においてオーステナ
イト相の六方晶 Ni2 In 型からマルテンサイト

政彦 A , 梅津理恵 B , 小山佳一 A

場印加によりマルテンサイト変態が制御可能であることが示唆される.

相の斜方晶 TiNiSi 型に構造相転移 (マルテン[1] G. J. Li et al. : J. Magn. Magn. Matter. 322(2013)146 − 150

サイト変態) を示す. また, キュリー温度 (TC )は約 350 K である. 最近, Co を Fe で置換した

MnCo1−x Fex Ge は, 置換量 x の増加に伴ってマルテンサイト変態温度 (Tm ) とキュリー温度(TC ) が減少することが報告された [1]. 本研究の目的は, MnCo1−x Fex Ge について, Tm ＝ TCとなる x の存在と機能性材料としての有用性を調査するために, この物質系の相図の作成を行!!
!"うことである.

図には, 粉末 X 線回折測定, 熱分析, 磁化測定の結果から作成した MnCo1−x Fex Ge の相図を示しす. 置換量が 0.08 ≤ x ≤ 0.09 の範囲

で 280 K において, 磁気相転移と構造相転移が! !"#$!"#%&#'&"#!

同時に起きていることを見出した. この組成において TC 直上で磁化測定を行ったところ, メ

タ磁性転移が観測された. つまり, TC 直上で磁C-20高圧力下における酸素ナノロッドの磁気測定
九工大院工 A , 福岡大理 B
淳B

針尾健介A , 美藤正樹 A , 出口博之 A , 田尻恭之 B , 香野

固体酸素の高圧物性は X 線回折、中性子回

300

きたが、酸素分子は磁気的に活性な為、磁気測

250は、酸素分子が三次元的に凝縮した状態 (以下200

折、ラマン分光法等によって詳しく調べられて定も有効な手段になり得る。上記の固体酸素

8.5 nm (a-b)
8.5 nm (b-g)
24 nm (a-b)
24 nm (b-g)

Bulk (liquid-g )Bulk (b-g )バルク状態) であるが、我々は異方的に（例えばBulk (a-b )T (K)一次元ロッド状に）凝集させた状態での固体酸素の高圧特性に興味をもっている。そこで、酸

150

素分子を吸着させたメソ多孔質構造体 SBA-15100

1 は、直径 8.5 nm 及び 24 nm の酸素ナノロッ
ドの圧力・温度相図である。ナノロッドの固相50に圧力を印加し、鋳型ごと磁化を測定した。図

相転移は、バルク状態のそれらより低温側に現れた。この違いをサイズ効果というためには、
サイズ径の違う測定を積み上げる必要がある。

33

0
0

1

2

3

4

P (GPa)࿑1 ⋥ᓘ8.5 nm෸䈶24 nm䈱㉄⚛䊅䊉䊨䉾䊄䈱࿶ജ䊶᷷ᐲ⋧࿑

5

C-21

強磁場中固相焼結による MnBi の特性
鹿児島大学・理 A , 東北大・金研 B
恵 , 高橋弘紀 , 小山佳一
B

B

平敦志A , アベ松賢一 A , 三井好古 A , 梅津理

A

MnBi は c 軸に大きな一軸の磁気異方性を有する六方晶 NiAs 型の強磁性体である [1]。MnBi

ことが確認できた。ゼロ磁場中合成した試料と比較すると、本実験の合成温度は Bi の融点 544

は非調和融解物質で、その単相試料を得ることは難しい。最近三井らは、Mn と Bi の粉体から

K よりも約 20 K 低いにも関わらず、磁場配向
した MnBi が合成されていることが示唆された。
[1] C. Guillaud, J. Phys. Radium. 12, 143(1951)

場印加によって MnBi の合成反応が促進される[2]Y.Mitsui et al.: J. Alloy. Compd. 615, 131(2014)

固相焼結法で強磁性 MnBi を合成する際、強磁ことを見出した [2]。本研究の目的は、Mn と Bi
から MnBi を合成する過程に対する磁場効果

について、微視的な知見を得ることである。試料は、Mn と Bi の粉体を目標の Bi-rich 組成になるように秤量、混合し、ペレット状のバルク試料にした後、共晶反応温度（535 K）以下の525 K で 3 日間、零磁場と磁場 15 T で合成した。図に Bi − 20at.%Mn バルク試料の X 線回折パターンを示す。ここで、磁場印加方向と散乱ベクトルの方向は同じである。面指数 (hkl)を付けた回折ビークは MnBi 結晶によるものである。Bi − rich 組成のため、Bi の回折ピークに比べ、強度は小さいが、MnBi が合成されている

C-22

MnBi 焼結体の合成と分解過程の観測
鹿児島大学理学部 A , 東北大学金研 B

宮崎泰樹A , 三井好古 A , アベ松賢一 A , 高

橋弘紀 B , 宇田聡 B , 渡辺和雄 B , 小山佳一 A
近年、強磁場を発生することのできる超伝導磁石の普及によって、磁場中材料合成など、磁場を利用した材料開発が行なわれている。最近、強磁性体 MnBi は強磁場中で合成すると、ゼロ磁場中での合成よりも MnBi 相の割合が大きくなることが報告された [1]。今後、磁場を用いた材料開発や物質合成において、強磁場中での合成と分解過程をその場観測することは重要である。本研究の目的は、強磁場中で熱分析とその場観察を同時に行ない、材料の合成と分解過程を観測することである。Fig. 1 に本研究で用いる装置を示す。今回、我々はゼロ
磁場中における強磁性体 MnBi の合成と分解過程のその場観測を行なった。講演では、その観測の結果について報告する。[1]Y. Mitsui

et al., J. Alloy. Compd. 615, 131-134 (2014)

34

C-23

磁場中急冷炉の製作と評価
鹿児島大学理 A

山下美咲A , アベ松賢一 A , 三井好古 A , 小山佳一 A

磁場中熱処理によって高温で強磁性相を誘起させ、それを急冷することにより、新しい磁性材料の合成が期待される。そのためには磁場
中急冷炉が必要であるが、フランスのグルー
プ [1] を除き磁場急冷中関する報告はない。本

研究の目的は、磁場中急冷炉を製作し、装置の評価、磁場中急冷による試料合成を実現することである。開発中の装置の概略を図に示す。試料ホルダーである石英管の外側に無誘導巻された非磁性ニクロム線ヒーターを取り付け、その外周に冷却ジャケットを配した。そして、試料を急冷するために、電気炉下部に水冷熱浴を設けた。磁場中で試料位置を固定したまま、水浴を引きあげることで試料を急冷する。[1] T. Garcin: PhD Thesis, (2009),

University of Grenoble 謝辞

本研究はカシオ科学振興財団の助成を受けて行いました。

35

会場 D
領域 4, 5, 6, 8

D-1

Mn ドープ単層チタニアナノシートと Fe 薄膜の磁気的相互作用
熊大院自然 A , 広大放射光 B , JST-CRESTC
文 , 谷口雅樹 , 谷口貴章
B

B

A,C

, 松本泰道グラフェンをはじめとする二次元ナノシート

A,C

斉藤夏海A , 沢田正博 B , 生天目博

, 原正大 A,Cの向きを変えて XMCD 測定を行った。

の研究が盛んに行われる中、多くの酸化物ナ

下図は、Mn、Fe について L2,3 内殻の XMCD

ノシートについても注目されている。遷移金

グラフと作製試料の概念図である。Fe の蒸着膜

ノシートを複数層積層することで、室温におらプラスに変化した。Mn の磁化は、Fe 膜がな

属元素 (Fe, Co, Mn) をドープしたチタニアナ

厚に応じて、Mn の L3 端の符号がマイナスか

いて強磁性を示すことが報告されている。本

いとき、外部磁場と平行にそろい、Fe 膜がある

研究では、Mn ドープした単層のチタニアナ

とき、Fe と Mn の相互作用により反平行にそノシート上に Fe 薄膜を蒸着した試料を作製ろうことがわかる。

し、その界面における磁気的相互作用を調べた。試料は Langmuir-Blodgett(LB) 法を用いて Ti0.73 Mn0.2 O2 ナノシートを基板上に集積し、Fe を数 ML 蒸着した。X 線磁気円二色性(XMCD) 測定によってナノシート中の Mn の磁化状態を調べた。XMCD とは、円偏光させた放射光を試料に入射した際、右偏光と左偏光のFe

Si Substrate

吸収強度の差のことをいう。ここでは、試料に対して面直に放射光を入射し、外部磁場 (1.1T)

36

Nanosheet

D-2

単層チタニアナノシートを用いた紫外光検出素子
熊大院自然 A , JST-CRESTB 松崎浩二A , 谷口貴章 A,B , 松本泰道 A,B , 原正大 A,B

2 次元ナノシートの研究はグラフェンの発見以降、活発に行われている。グラフェンは、
バンドギャップが存在しないため、トランジス
タやフォトダイオード等のデバイスに応用す

るうえで問題がある。そこで、近年では 1〜2eV 程度のバンドギャップを持つ遷移金属ダ
イカルコゲナイドの研究が盛んに行われている。今回の研究では、さらに広いバンドギャッ
プを持ち、紫外光領域のみで光応答性を示すᅗ 㸸┿✵୰࡟࠾ࡅࡿග㟁ὶࡢࢫ࢖ࢵࢳࣥࢢ

チタニアナノシートに注目した。電子線リソ

グラフィを用いて、1 枚のチタニアナノシート
上に 2 端子電極 (ギャップ間隔 3 μ m) を作製した。波長 254nm の紫外光を照射し、真空中及び窒素・酸素中における光応答性を測定した。図 1 のように紫外光の ON/OFF に対して比較的速い光電流のスイッチングを観測しᅗ 㸸┿✵ᗘ࡟ᑐࡍࡿග㟁ὶࡢኚ໬た。さらに、図 2 のように窒素・酸素を導入することにより、酸素のみならず不活性ガスの窒素でも光電流が低下していることが分かった。

D-3

ハチの巣格子の強束縛モデルの磁化振動
熊本大教育 A , 兵庫県立大物質理学 B

グラフェンの結晶構造はハチの巣格子をして岸木敬太A , 長谷川泰正 B

B サイトに対するオンサイトポテンシャル∗

おり, フェルミ準位では π 軌道と π 軌道によ（"A , "B ）を考慮したハチの巣格子の強束縛ゼロギャップ半導体と呼ばれている.

Fermi 面が存在する金属に磁場 (H) を与えると, 1/H の関数に関して Fermi 面の面積に比例"A = −"B = 0.3 での磁場中のエネルギー
固 有 値 で あ る ．強 束 縛 モ デ ル で は 格 子 の 周
期性により Harper 拡がりが起こり Landau(dHvA) 振動] が観測される.Fermi 面が存在しと呼ばれる自己相似的なバンド構造が得らる 2 つのバンドが点（Dirac 点）で接していて,モデルを使用する. 図は ta = tb = tc = 1,した周期的な磁化の振動 [de Haas-van Alphen

準位の縮退が解け, Hofstadter バタフライ図

ないグラフェンでは, dHvA 振動は出現しない

れ る. そ れ ら の 固 有 値 か ら 磁 化 を 計 算 す る .

が, 本研究では, グラフェンやバンドギャップがもつグラフェンにおいて, dHvA 振動のような

3.0

1/H に周期的な磁化の振動が存在すること示
す. dHvA 振動では,Landau 準位と化学ポテンi1.5

シャルが 1/H に関して周期的に交差し、それ0.0

化の周期的な振動を生む。半導体ではそのよう-1.5

研究で示された磁化振動は, 格子の周期性によ-3.0が全エネルギーの振動部分に極大値を与え、磁な交差はないので dHvA 振動は生まれない。本0.0

り Harper 拡がりした Landau 準位に起因する.
最近接重なり積分 (ta , tb , tc ) と A サイトと

37

0.2

0.4

h 0.6

0.8

1.0

D-4

巨大ひずみ加工処理されたアルミニウム材における非接触電気伝導測定
九工大院工 A , 千葉工大工 B , 東工大総理工 C , 京大院工 D 吉田武史A , 針尾健介 A ,鶴田一樹 A , 美藤正樹 A , 寺田大将 B , 宮嶋陽司 C , 辻伸泰 DARB (Accumulative Roll Bonding) 加工は、板材に対して接合圧延を繰り返す巨大ひずみ加7cycle_ARB
8cycle_ARB
9cycle_ARB
10cycle_ARB工の一種である。アルミニウム材に ARB 加工が増す。その際、大角粒界の増加によって電気伝導率が減少することが報告されている。

我々は、交流磁場中での導体の磁気応答がその電気伝導性を反映することを利用し、交流磁化率測定を微粒子や微細組織試料の電気伝導率を評価するため利用しようとしている。図 1 に ARB 加工アルミニウム材 (7V / mass (arb. units)

V / mass (arb. units)

を施すことで、超微細組織が形成され機会強度

0

100

200

300

Temperature (K)〜10 サイクル材) の電気伝導率の温度依存性を示す。広い温度域でサイクル数の増加に伴

0う、電気伝導率の減少が観測されており、当日は組織観察の結果と関連付けて考察を行う。

D-5

40

Temperature (K)80ᅗ1. T = 300 K 䛷つ᱁໬䛧䛯㟁Ẽఏᑟ⋡䛾 ᗘ౫Ꮡᛶ䠄5 K௜㏆䛷ᣑ኱䠅

超伝導細線における異常磁気抵抗
九大理 A , 情通機構 B , 九大工 C

篠崎文重A , 牧瀬圭正 B , 江碕翔平 C , 寺井弘高 B ,ットなど応用上も重要で、盛んに研究が進めら

超伝導細線は単一光子検出器や超伝導量子ビ

4.6K, 6.0K の R(H) である。2,3 次元超伝導体に見られる単調な磁場 · 温度依存性とは大きくント長以下になると、Thermal もしくは Quan-

見られる。T=6.0K の振舞いは顕著で磁場増加

富成征弘 B , 田中秀吉 Bれている。しかし、細線幅 W が超伝導コヒーレ

異なり、”dR/dH < 0”の負性磁気抵抗領域がtum な揺らぎによって超伝導オーダーパラメに伴い、温度で破壊された超伝導性がある磁場

ターの位相に slip が生じ、長距離秩序は失われ範囲では復活し、R(H) ≈ 0 を示す。他グルーる。その結果、”零抵抗”という超伝導の特性は損

プの結果も交え、詳しく実験結果を紹介する。

なわれる。我々は sputter 法で作製した NbN,

NbTiN 薄膜を微細加工した 1 次元 (1D) 超伝
導体の輸送特性 R(T,H) を、Quantum Phase

150
2.0 K
4.6 K
6.0 K

Slip(QPS) の立場から調べている。
前回、さまざまな W, 細線長 L の超伝導細線:の R(T,0) を解析し、NbN, NbTiN 系でも Tc 以
下の広い温度領域のなだらかな R(T) は QPS に

Rȍ

100

50

支配されていること、又、R ≈ 10kΩ で超伝導―絶縁体転移を起こしていることを報告した。

今回、磁気抵抗 R(H) を詳しく測定した。

典 型 的 な 実 験 例 を 図 に 示 す。試 料 特 性 は

W=20nm,L=500nm,Tco=8.0K で 、T=2.0K,

38

0

-5

0
H(T)

5

400

D-6

乱れおよび磁場による MoN 薄膜の超伝導―絶縁体転移と超伝導ゆらぎ
熊本大学大学院自然科学研究科 A , 情報通信研究機構 未来 ICT 研究所 B , 九州大学C

前田 翔A , 常岡 拓哉 A , 鬼岩 京平 A , 野上 達也 A , 市川 聡夫 A , 牧瀬 圭正 B ,篠崎 文重 C

2 次元超伝導‐絶縁体 (SI) 転移は乱れや磁場の影響によって、超伝導薄膜の超伝導オーダ
パラメータの揺らぎが増強されることによってらぎのモデルで提唱されている量子抵抗 6.45相によるものなのか、現在でも活発に議論がパラメータと SI 転移の関連についても調べた。

kΩ より小さく、2 kΩ 程度であった。さらに、伝導度の温度依存性や磁場依存性を揺らぎと局観測される。この揺らぎが振幅によるものか位

在理論で解析することによって、得られた物性なされている。我々は窒化モリブデン (MoN)に着目し、膜厚や組成を変化させ SI 転移の研究を行っている。右図は約 3〜14nm の範囲で膜厚を変化させたときの超伝導転移温度 Tcの面抵抗 Rsq 依存性である。十分厚い膜の転移温度を Tc0 (=6.6K)、電子の弾性散乱時間をτ (=1.18 × 10−16 sec) として求めた振幅揺らぎの理論の曲線を実線で表す。これは実験結果と良い一致を示しており、臨界面抵抗値は位相揺D-7液体急冷した Cu-15Ni-8Sn 合金のスピノ−ダル分解長崎大学工学部 A , 長崎大学工学部院生 B , 長崎大学工学部学生 C
綾華 C , 近藤慎一郎 A , 森村隆夫 A , 中島弘道 A

米本透B , 小野

1. 諸言
Cu-15 wt%Ni-8 wt%Sn 合金は、ばね、ベアリング、電気用コネクターなどに使用されている工業用材料でありスピノ−ダル分解を生じることが知られている。しかしながら、液体急冷した組成におけるスピノーダル分解過程についてはほとんど調べられていない。そこで本研究では液体急冷を行った場合のスピノーダル分解過程について、試料を作製し考察を行う。

2. 実験方法Cu, Ni, Sn を Ar ガス雰囲気下において高周波誘導加熱することにより、Cu-15 wt%Ni-8 wt%Sn合金試料を作製した。次にその合金インゴットをスピンキャスト装置を用いて液体急冷を行い、

melt-spun 試料を得ることが出来た。また液体急冷試料との比較のため、インゴットを 840 ℃において 1 時間の溶体化処理を行い水中で焼入れを行った。この試料を quench 試料とする。これらの試料を真空封入し、350 ℃において 20, 40, 60, 120 min の時効処理を行い、得られた試料について、XRD 及び TEM 観察を行った。

3. 実験結果及び考察

350 ℃ 60 min 時効処理した quench 試料および melt-spun 試料の (200) 面の X 線精密測定の結果より quench 試料では明確なサイドバンドが見られたが、melt-spun 試料の場合、明確なサイドバンドは見いだされない。これから、melt-spun 試料は quench 試料に比べ、スピノーダル分解が生じていないか、若しくは極め緩やかに進行していると考えられる。そこでそれを確認するため

TEM 観察を行った。

39

D-8

光パルスを用いた六方晶 YMnO3 磁化のベクトル制御
九大院理 A , 東大生研 B , ドイツ FAUC , スイス ETHZD
樋口卓也 , Manfred Fiebig , 志村努
CD

佐藤琢哉A , 飯田隆吾 B ,B

3 回対称性を持つ六方晶 YMnO3 は、3 つの直交する独立な磁化振動モード (X, Y, Z モード) を持つ。ここに偏光ストークスパラメータ S1 , S2 , S3 のフェムト秒光パルスを照射すると、逆コットン・
ムートン効果、逆ファラデー効果の作用により、それぞれ X, Y, Z モードの磁化振動モードが誘起された。これは光の 3 つの偏光自由度すべてを独立に磁化振動モードという形で転写できたことを意味している。時間遅延を与えたプローブ光を用いて、コットン・ムートン効果とファラデー効果に
よって、この 3 つの磁化振動モードを独立に読み出した。また、偏光がねじれたダブル光パルスを用いて、約 1 THz で回転運動する磁化振動モードを単結晶系で初めて引き起こした。この結果は、振動モードのそれぞれに重ね合わせの原理が成り立ち、ポアンカレ球上の任意の点で示される偏光を持つ光パルスの偏光情報を、磁性体に書き込み、またそれを別の光パルスで読み出せることを意味している [1]。[1] T. Satoh et al., Nature Photonics, in press. DOI: 10.1038/NPHOTON.2014.273

D-9固体電解質における非アレニウス型イオン伝導と結合性
熊本大学大学院自然科学研究科 A , 福井工業高等専門学校 B 岡田陽平A , SaharaA ,池田昌弘 B , 安仁屋勝 A

多くの固体電解質は、アレニウス型のイオン伝導度を示す。しかし、一部の物質ではこれとは異なり、高温で非アレニウス型の振舞いを示す。また、非アレニウス型の温度依存性は、過冷却液体の粘性や緩和時間でも見られる。過冷却液体の粘性や緩和時間の温度依存性に対しては、構造単位間の連結の観点から結合力・配位数揺らぎ (BSCNF) モデルが提案されている [1]。

そこで本研究では、BSCNF モデルを参考に、固体電解質の非アレニウス型イオン伝導度に対するモデルを提案する。このモデルによると、非アレニウス型の温度依存性は可動イオン周りの結合力の揺らぎに起因する。この結果を、超イオン導電体の結合揺らぎモデル [2] の観点から考察することにより、高いイオン伝導度を示す固体電解質は非アレニウス型の振舞いをすることを示す [3]。

References[1] M. Aniya: J. Therm. Anal. Calorim. 69 (2002) 971.
[2] M. Aniya: Solid State Ionics 50 (1992) 125.
[3] Y. Okada, Sahara, M. Ikeda, M. Aniya: Proc.14th Asian Conf. Solid State Ionics, 130(ACSSI Organizers, Singapore, 2014).

40

D-10

相変化材料とイオン導電体
熊本大学院自然科学 A

原田湧気A , 安仁屋勝 A

近年, 光学記録媒体に使用される相変化材料の研究が盛んに行われている. これらの材料では, ア

モルファス⇔結晶の相変化に伴う, 光学反射率や透過率などの変化を利用して記録を行う. 代表的な相変化材料は, Ge-Sb-Te (GST) の３元系化合物や Sb-Te ２元系に Ag,Au,In などを添加した多元系化合物である. これらはイオン導電性を示す Ag2 S-As2 S3 系や Ag-Ge-Se 系と同類の構成元素を含む. 一方, Ge2 Sb2 Te5 に対して提案された相変化のメカニズムの 1 つに Umbrella-flip-flop モ
デルがある [1]. このモデルと超イオン伝導の起源に関する結合揺らぎモデルには考え方に類似性がある [2]. 以上の背景を基に, 超イオン導電体と相変化材料の関係を明らかにすべく研究を始めた.

相変化材料に共通する特性として共鳴結合性の重要性が指摘され, 物質の結合性の観点から相変化材料を分別する方法が提案された [3]. 今回, 我々は同手法をイオン導電体に適用し, 相変化材料との関係を調べた. その結果, GeSe3 は GST 系と近い結合性を有することを確認した. GeSe3 をベースにした Agx (GeSe3 )1−x ガラスは, Ag 濃度の増加に伴い, x = 0.3 近傍で大きなイオン伝導度を示し始める [4]. 当日は, 結晶化学的側面から相変化材料と超イオン導電体の関係について比較検討した結果を報告する.

[1] A. V. Kolobov et al.: Nature Mater. 3 (2004) 703.
[2] M. Aniya: Solid State Ionics 50 (1992) 125.
[3] D. Lencer et al.: Nature Mater. 7 (2008) 972.
[4] M. Kawasaki et al.: Solid State Ionics 123 (1999) 259.

D-11

イオン導電体のグリューナイゼン・パラメータ
熊本大学大学院自然科学研究科 A

平野詠大A , 安仁屋勝 A

物質の非調和性を表す量の一つにグリューナイゼン・パラメータがある．この量の温度依存性は一般に小さいと考えられている．しかし，最近の研究で，グリューナイゼン・パラメータと類似の情報を含むアンダーソン−グリューナイゼン・パラメータが超イオン導電体で大きな温度依存性を持つことが示された [1]．この振る舞いはイオン導電体の性質を理解する上で非常に示唆的である．
しかしながら，イオン導電体におけるこれらの量に関する研究事例は少なく，イオン伝導度との関係も明らかにされていない．そこで本研究では，イオン導電体のグリューナイゼン・パラメータの温度依存性を，Leont ev [2] や Sanditov [3] らが示した方法に従って求めた．当日はその結果に加え、イオン伝導度との関係について報告する．

References[1] S. Sadakuni and M. Aniya: Physica B 410 (2013) 81.
[2] K. L. Leont ev: Sov. Phys. Acoust. 27 (1981) 309.
[3] D. S. Sanditov, A. A. Mashanov and M. D. Darmaev: Tech. Phys. 54 (2009) 1398.

41

D-12

キャリアドープされたパイロクロア型イリジウム酸化物 Nd2Ir2O7の電子物性
九州工大院工 A , 北大院理 B , 東大物性研 C

前田賢A , 後藤岳 A , 坂本健 A , 分島

亮 B , 日夏幸雄 B , 三宅厚志 C , 徳永将史 C , 松平和之 A

パイロクロア型イリジウム酸化物 Ln 2 Ir2 O7 (Ln:希土類) は Ir の 5d 電子が電気伝導性を担い，重希土類側へと Ln 3+ のイオン半径が小さくなるにつれて室温での電気伝導性は金属，半金属，そして半導体へと変化する [1,2]。最近，我々は Ln 2 Ir2 O7 (Ln = Nd - Ho) が温度誘起の金属絶縁体(MI) 転移を示す事を明らかにした [1-2]。この MI 転移は Ir の”all-in all-out”型の反強磁性秩序による 2 次相転移であり [3]、MI 転移温度 TMI は希土類の磁性に依らず Ln 3+ のイオン半径が小さくなるにつれて単調に上昇する [2]。

今回，我々は Nd2 Ir2 O7（TMI = 33 K）の Ca 置換によるキャリアドープ効果（ホールドーピン

グ）について報告する。なお，パイロクロア型イリジウム酸化物における Ca ドーピングは Y2 Ir2 O7において報告があり，磁気転移の抑制と金属化が報告されている [4]。本研究から Nd2 Ir2 O7 の Ca

ドープにより MI 転移が抑制されることが判った。講演当日は，電気抵抗、熱電能、磁化の測定結果について報告する。

[1] K. Matsuhira, et. al.: J. Phys. Soc. Jpn.76 (2007) 043706.
[2] K. Matsuhira, et. al.: J. Phys. Soc. Jpn.80 (2011) 094701.
[3] K. Tomiyasu, et. al.: J. Phys. Soc. Jpn.83 (2012) 034709.
[4] H. Fukazawa and Y. Maeno: J. Phys. Soc. Jpn.71 (2002) 2578.
[5] 前田 他, 日本物理学会 2014 年秋季大会 10aBH-5.

D-13

金属絶縁体転移を示すパイロクロア型イリジウム酸化物 Eu2Ir2O7におけるキャリアドープ効果
九州工大院工 A , 北大院理 B , 東大物性研 C

後藤岳A , 前田賢 A , 坂本健 A , 分島

亮 , 日夏幸雄 , 三宅厚志 , 徳永将史 , 松平和之 A
B

B

C

C

正四面体が頂点共有した 3 次元ネットワーク構造を有するパイロクロア型イリジウム酸化物
Eu2 Ir2 O7 は室温で半金属的な電気伝導性を示し、TMI = 120 K で金属絶縁体転移 (MIT) をする[1,2]。電気伝導性は Ir の 5d 電子が形成する t2g バンドが担っている。また、電気伝導性および TMI
は希土類イオン Ln 3+ のイオン半径に依存しており、イオン半径の増大に伴い電気伝導性は金属的に、TMI は低下することが知られている [1,2]。

我々は Eu2 Ir2 O7 において、Eu サイトの元素置換によるキャリアドーピングでの新規物性の創出を目的として研究を行っている。これまでに Cu1+ 置換によるキャリアドーピングに成功しており、MIT の抑制および電気伝導性が半金属から金属的へ変化する事等を明らかにしてきた [3]。今回の講演では Eu3+ を価数およびイオン半径の異なる Ca2+ で置換した (Eu, Ca)2 Ir2 O7 の電気抵
抗および熱電能測定の結果を報告する。

[1]K.Matuhira, M.Wakeshima, R.Nakanishi, T.Yamada, A.Nakamura, W.Kawano, S.Takagi, andY.Hinatsu, J.Phys.soc.Jpn, 76, 043706(2007)[2]K.Matuhira, M.Wakeshima, Y.Hinatsu, and S.Takagi, J.Phys.Soc.Jpn, 80, 094701(2011)[3]G.Goto, K.Matsuhira, Y.Mizutori, Y.Koga, M.Tokunaga, M.Wakeshima, Y.Hinatsu, SCES2013,
8P-100, Tokyo, August, 2013.

42

D-14

パイロクロア型ルテニウム酸化物 Eu2Ru2O7 におけるキャリアドー
プ効果
九州工大院工 A , 北大院理 B , 東大物性研 C

坂本健A , 吉津法隆 A , 前田賢 A , 後藤

岳 A , 分島亮 B , 日夏幸雄 B , 三宅厚志 C , 徳永将史 C , 松平和之 A

パイロクロア型ルテニウム酸化物 Ln 2 Ru2 O7 (Ln:Pr-Lu) は, 室温で半導体的な電気伝導性を示す事が知られている [1]。結晶構造は Ln および Ru サイトがそれぞれ正四面体を頂点共有した 3 次

元ネットワーク (パイロクロア格子) を形成している。Ru の価数は+4 であり, (4d)4 の電子配置をとる。Ln 2 Ru2 O7 の磁性は Ru の 4d 電子による反強磁性転移を示し，その反強磁性転移温度 TN

は，Ln 3+ のイオン半径が小さくなるにつれ単調に低下し，Ln= Pr での 165K から Ln = Lu では

80K となる [2,3]。
我々は反強磁性半導体 Ln 2 Ru2 O7 において, Ln を Cu で置換するキャリアドーピングによって新奇な物性の創出を目的に研究を進めている。これまでの研究から Pr2 Ru2 O7 へのキャリアドーピン

グにより，TN が低下し電気伝導性の半金属への変化がみられた．また，反強磁性転移に伴う半金属
から絶縁体への相転移を示す事を明らかにしてきた [4]。今回は Ln 3+ が非磁性である Eu2 Ru2 O7(TN = 120 K) においてキャリアドーピングを行ったので，磁化，電気抵抗，熱電能の測定結果を報告する。
[1] M. A. Subramanian, et al.: Prog. Solid State Chem. 15, 55 (1983).
[2] N. Taira, et al.: J. Soild State Chem. 152, 441 (2000).
[3] M. Ito, et al.: J. Phys. Chem. Solids 62, 337 (2001).
[4] 坂本 他. 第 119 回日本物理学会九州支部 D-3; 日本物理学会 2014 年秋季大会.10aBH-6.

D-15

キャリアドープされたパイロクロア型イリジウム酸化物の比熱
九州工大院工 A , 北大院理 B
日夏幸雄 B

松平和之A , 後藤岳 A , 前田賢 A , 坂本健 A , 分島亮 B ,我々はパイロクロア型イリジウム酸化物 Ln 2 Ir2 O7 (Ln:希土類) が，Ln = Nd - Ho において温度誘起の金属絶縁体 (MI) 転移を示す事を明らかにしてきた [1-3]。Ln 2 Ir2 O7 は強く幾何学的にフラストレートした格子上における強いスピン軌道相互作用による新しい強相関 5d 電子系であり，新奇な輸送特性の創出が期待されている。本講演ではキャリアドープした系の比熱について報告を行なう。

Eu2 Ir2 O7 は TMI = 120 K で MI 転移を示す。Eu3+ を Ca2+ で置換する事によるキャリアドー
プ（ホールドープ）を行なった。Ca 置換により，電気伝導性は半金属から金属的となり，Ca8%置
換で MI 転移は消失した。その比熱測定から電子比熱係数 γ は 47.4mJ/K2 mole と見積もられ，比較的大きな γ が実現していることが判った。当日は TMI = 33 K で MI 転移を示す Nd2 Ir2 O7 の Ca
置換系の比熱についても報告する。

[1] K. Matsuhira, M. Wakeshima, R. Nakanishi, T. Yamada, A. Nakamura, W. Kawano, S. Takagi, and Y. Hinatsu: J. Phys. Soc. Jpn. 76 (2007) 043706.
[2] K. Matsuhira, M. Wakeshima, Y. Hinatsu, and S. Takagi: J. Phys. Soc. Jpn. 80 (2011)
094701.
[3] K. Tomiyasu, K. Matsuhira, K. Iwasa, M. Watahiki, S. Takagi, M. Wakeshima, Y. Hinatsu,
M. Yokoyama, K. Ohoyama, and K, Yamada: Phys. Soc. Jpn. 81 (2012) 034709.

43

Bi2223 の超伝導転移における動的構造変調効果
九工大工 A

堀部純平A , 鶴田一樹 A , 美藤正樹 A

銅酸化物超伝導体に、静水圧力を印加すると伝導転移温度が低下するという結果が得られた。

超伝導転移温度が変化する。ここでの圧力に対する歪みは、歪み量が時間変化しない静的歪み

off
non modulationfAM= 5 kHz0である。これに対し我々は、歪み量が時間変化

AC susceptibility (emu)

する動的歪みを用いた超伝導転移温度の操作を目指している。これまでは圧電素子固有の共鳴
周波数 (1 MHz) の音波のみを扱ってきたが、これが物性操作において最も効果的な周波数であるとは限らない。

そこで今回、圧電素子に印加する交流電圧をAM 変調し、Bi2 Sr2 Ca2 Cu3 Ox (Bi2223) の市販

fAM = 50 kHz

-6

-4 10

0

AC susceptibility (emu)

D-16

-6

-8 10

-5

-1.2 10されている線材に対して効果的な周波数を追跡

-5

-2 10

-5

-3 10

-5

-4 10

-5

-5 10 -5
-6 10

-5

70

した。圧電素子に加える 1 MHz、20 Vpp の電80-5-1.6 10

圧を変調周波数 f AM = 500 kHz までの範囲で

AM 変調したときの、交流磁化率を測定した。
図 1 に、各変調周波数での交流磁化率の温度依

108

109

90 100 110
Temperature (K)110111Temperature (K)YBCO 超伝導セラミクスのグレイン間グラスおよび超伝導転移の磁場依存
九工大工 A , 京都工繊大基盤科学 B , 徳島大総合科学 C
悠太 , 出口博之 , 美藤正樹 , 萩原亮 , 小山晋之
A

A

A

B

KO ChunhsunA , 佐々木C

銅酸化物超伝導体のサブミクロンサイズのグ

は，Tc2 および Tc3 は，58.6 K 付近でほぼ同じ配列したジョセフソン結合ネットワーク系とみは，高温側へ，Tc3 は低温側にシフトしていき，

レインの焼結体は，0 結合とπ結合がランダムに温度であったが，磁場を印加するにつれて Tc2

なすことができる．我々は YBa2Cu4O8 セラミ

両者の相が分離する様子が，明らかになった．

クス試料について磁気測定および電気抵抗率の精密測定を行い，グレイン間のカイラルグラス
転移について調べている. 今回は YBa2Cu4O83伝導転移の磁場依存性を測定した．グレイン内

2

H[G]

セラミクスのグラス転移およびグレイン間超超伝導転移温度 Tc1=81 K は直流磁化測定の温度依存より求めた．カイラルグラス転移温度

Tc2 は非線形磁化率のピーク温度より決定し，グレイン間超伝導転移温度 Tc3 は直流電気抵抗が消滅する温度より決定した．図に Tc2 および Tc3 の磁場依存性を示す．ゼロ磁場において

44

㉸吇
1 ఏ呃
ᑟ叻
┦呉
㛫
0
57

Tc2
Tc3

吇吂
呀叻
吐呀
┦呂
58

㉸吇
ఏ呃
ᑟ叻
┦呉
ෆ
59

T[K]

120

112

ᅗ1 ኚㄪ䛥䜜䛯ືⓗṍ䜏䜢༳ຍ䛧䛯
Bi2223䛾஺ὶ☢໬⋡䛾 ᗘ౫Ꮡᛶ存性を示す。fAM = 5 kHz において、最も超

D-17

-1 10

60

D-18

モット絶縁体 Ca2RuO4 の熱測定
久留米工大工 A , 広島大院先端物質 B , 名古屋大理 C

毎熊将嗣A , 江藤徹二郎 A ,野田常雄 , 中村美紗 , 田丸昇 , 鈴木孝至 , 岡崎竜二 C , 寺崎一郎 C , 中村文
A

A

B

B

彦 A,B

4d 電子系のモット絶縁体 Ca2 RuO4 は基底状態に反強磁性をもつ絶縁体であるが、温度、圧力、元素置換によって絶縁体から金属 (M-I) へ転移し、低温下で遍歴強磁性や超伝導といった多彩な量子現象を示す。電場誘起 M-I 転移のしきい電場はバンド理論からの予測値の 1/20 程度と非常に小さく、物理面での興味だけでなく省エネデバイス等への応用も期待される [1]。この性質は 4d 電子系の軌道秩序等の電子自由度に関連していると考えられるが、詳細は明らかになっていない。

研究の目的は、M-I 転移温度近傍で熱測定を行い、低電場誘起 M-I 転移を含めた現象の理解を深めることにある。緩和法による比熱測定ではモット転移 (357 K) による比熱の増大がみられた

が、緩和法で 1 次転移を伴う比熱を定量的に測定できないため、今回、示差走査熱量計 (DSC) を用いた比熱測定を実施した。

DSC では、

1. モット転移による急峻ピーク
2. 200-350 K のブロードピークを観測した。両ピークによる比熱の増加はエントロピー換算で 9.6 J/K · mol であるが、これは 1次相転移の Clausius – Crapeyron の式からの予測値より約 1.5 倍も大きい。2. の比熱増加は広い

温度域であることからも、1 次相転移とは無関係のエントロピーの増大が現れていると結論する。

[1] F. Nakamura et al., Sci. Rep. 3, 2536 (2013).

D-19

角度分解光電子分光でみる層状ミスフィット物質 [Bi2 Sr2 O4 ]q CoO2 のフェルミ面
佐大院工系 A , 佐大シンクロ B , 熊大院自然 C
木一 , 市川聡夫
A

高倉将一A , 山本勇 B , 東純平 B , 真C[Bi2 Sr2 O4 ]q CoO2 は、三角格子構造の CoO2の減少と共にフェルミエネルギーにおける電子

方向に積層した結晶構造をもつ。両者は a 軸方

向には等しい格子定数を持つが、b 軸方向には20 K における角度分解光電子分光測定の結果である。半導体的振る舞いを示す温度領域である呼ばれている。ミスフィットの度合いは両者のド分散の温度変化を含めた詳細は当日報告する。

層とロックソルト構造の [Bi2 Sr2 O4 ] 層とが c 軸の状態密度が失われている事が分かる。図 2 は非整合な関係にあり、層状ミスフィット構造とにも関わらず、フェルミ面が観測された。バンb 軸長の比 q =bCo /bRS で表され、q の値は0.52 程度である。
[Bi2 Sr2 O4 ]q CoO2 では高温の金属的な電気抵抗率 (d ρ/dT ＞ 0) が、100 K を境に低温ではȳ䢢䢪䱛

半導体的 (d ρ/dT ＜ 0) に変わる。また低温では、負の磁気抵抗効果や擬ギャップ的なスペクトルも報告されており、その異常な電子状態には興味が持たれている。

そこで我々は、[Bi2 Sr2 O4 ]q CoO2 の電子状態の温度変化に関する直接的情報を得るために光ᅗග㟁Ꮚ䝇䝨䜽䝖䝹䛾 ᗘ౫Ꮡᛶ電子分光測定を行った。図 1 はΓ点近傍における光電子スペクトルの温度依存性である。温度

45

ᅗ

䢢䢪䱛
䛻䛚䛡䜛ゅᗘศゎග㟁Ꮚศග

ᐃ

D-20

層状ミスフィット物質 [Bi2 Sr2 O4 ]q CoO2 のゼーベック係数
佐賀大理工 A , 佐大院工系 B

大石雅人A , 高倉将一 B , 真木一 B

物質の両端にΔ T の温度差を与えると、Δ Vことが示唆される。

の起電力が得られる。Δ V/Δ T で定義される

当 日 は 、作 製 し た 装 置 の 詳 細 に 加 え 、測ゼーベック係数 S は、物質の電子状態を探る手

定 結 果 を 局 在 電 子 系 の ゼ ー ベック 係 数 の掛かりになる。

理 論 式 に 基 づ い て 解 析 し た 結 果 や 、Ba 体

我々はゼーベック係数の測定装置を作製し、等の測定結果について詳細を報告する。

層状ミスフィット物質 [Bi2 Sr2 O4 ]q CoO2 の測定を行っている。[Bi2 Sr2 O4 ]q CoO2 では CoO2 層

150

S (ȣV/K)が電気伝導を担うが、Sr サイトを同じく２価の価数を持つ Ca や Ba で置換すると電気的性質

100が大きく変わることが知られている。

図にゼーベック係数の測定結果を示す。Sr 体

では、電気抵抗率が高温で金属的な温度変化を50

示すが、測定されたゼーベック係数の温度依存0性は、金属で予想されるものとは異なり、ほぼ

77 100

一定で、非常に高い値を示している。このことから [Bi2 Sr2 O4 ]q CoO2 は通常の金属ではない

D-21

200
T (K)

300

PrAg2In 純良単結晶における極低温比熱・非線形磁化率測定 II
九大院工 A , 物材機構 B , 新潟大院自然 C

佐藤由昌A , 古谷圭一 A , 諸冨大樹 A , 鈴

木博之 B , 大塚一輝 C , 根本祐一 C , 河江達也 A

非磁性 Γ3 二重項基底物質である PrAg2 In は，T = 50 mK まで磁気秩序・四極子秩序が見られず[1]，基底二重項をどのように解消するかに興味が持たれている．これまでの研究では比熱，磁化率の非フェルミ液体的振る舞いが報告されており [1, 2]，四極子近藤効果による重い電子状態の出現の可能性が議論されている．しかし，PrAg2 In の結晶構造はホイスラー構造のため，それらの振る舞いが本質かどうかの判断が難しい．また他の Γ3 二重項基底物質である PrPb3 では ∼2%の La希釈で四極子転移が消えることが報告されており [3]，Γ3 二重項基底系において試料の純良度は重要な点となる．

そこで，これまでよりも純良な単結晶試料を用いて磁場中比熱測定を行い，前回の発表で，ゼロ磁場において Ts∗ = 0.33 K に比較的鋭いピークが現れたことを報告した．一方で，同じインゴッ
トから切り出した試料を用いた弾性定数測定では，Te∗ ∼ 0.2 K で (C11 − C12 )/2 及び C44 のソフ
ト化が止まることが新潟大根本グループより報告されている [4]．

異常が観測される温度が比熱と弾性定数で異なることを受け，今回，新潟大試料の比熱測定を行った．比熱には T = 0.33 K でピークが現れ，前回の結果とほぼ同じ結果を示した．また，合わ
せて T ≥0.1 K において磁化測定を行ったが，比熱・弾性定数それぞれで異常の見られる温度 Ts∗ ,Te∗ での異常は観測されなかった．

当日は，これらの結果を詳細に報告する．

[1] A. Yatskar et al., Phys. Rev. Lett. 77 (1996) 3637. [2] H. Tanida et al., J. Phys. Soc. Jpn. 75 (2006) 074721.
[3] T. Kawae et al., Phys. Rev. B. 65 (2002) 012409. [4] 根本祐一, 2013 年度日本物理学会秋季大会, 25aEC-4

46

D-22

精密磁化測定用プラスチック冷凍機の試作
九大工 A , 九大院工 B

田中直生A , 佐藤由昌 B , 蓮尾斎彦 B , 河江達也 B

Quantum Design 社 SQUID 磁束計は最低温

発表では装置の特性を報告する。

度 T = 2 K まで高感度かつ簡便に磁気特性が測定できることで知られている。我々は、T ≤To vacuum

2K で高感度磁化測定を行うために、Quantum
Design 社 SQUID 磁束計用 3 He インサートを製作し、感度を保ったまま最低温度を T ∼ 0.4K

To 4He pump

Stainless steel capillary

Sample rodに下げることに成功した。しかし、高感度を維持するために採用した測定時に試料のみが駆動する機構のために、最低温度付近で測定に伴うCu joint

熱が発生している。

そこで我々は、この問題を解決するために、試料部を非磁性であるプラスチックで作成し、インサート全体が駆動する機構に変更すること

RuOx Thermometer

Vacuum jacket

4

He potOD 6.0 mm
Straw + Stycast1266

OD 8.0 mm
Straw + Stycast1266

を考えている。これに向けて、今回は図 1 に示すような試料部をプラスチックで作成したイン

サートを試作した。

47



会場 E
領域 1, 10, 11, 13

E-1

未知パラメータを含む FitzHugh-Nagumo 方程式の不安定固定点の安定化
熊本大教育 A , 愛媛大教育 B

高木響子A , 大村詠一 A , 白濱弘幸 B , 福島和洋 A

本研究では 2013 年に Tamaseviciuste らに

定点 (u1 , v1 ) を知ることができる.u̇ = 0 より aパラメータを含む系に拡張した.limitcycle を示

において w = u∗ とし第 2 段制御を行えば, 不よって提案された振動子系の二段制御法を未知が決定し, この値を用いて u∗ , v ∗ を求める. 上式

す系において未知パラメータが含まれる場合,

安定固定点 (u∗ ,v ∗ ) を安定化することができる.

不安定固定点の値が不明で制御は不可能である.

limitcycle 状態にある FN 方程式に対し, 上

これを解決するために第 1 段制御でパラメータ

記の制御を用いて不安定固定点を安定化させ値を決定し, その値を用いて第 2 段制御を行いることに成功した. 以下, その結果を図に示す.

不安定固定点を安定化させることができる.

*+

ここでは FitzHugh-Nagumo(FN) 方程式の")%不安定固定点を安定化させる. FN 方程式!
"u̇ = 1! u(1 − u)(u − a) − v

")#
")!
!)*

v̇ = u − γv!)'!

において a が未知である場合を考える. 次の方法で第 1 段制御を行う.
!
"u̇ = 1! u(1 − u)(u − a) − v + K(w − u)

!)%
!)#
!)!
(!)#
(!)%

v̇ = u − γv
ここで w は u∗ (u の不安定固定点) に近い任

(!)'
(!)*

意の定数である. 第 1 段制御によって安定化で

!

"!

!"#$%

きれば,u̇ = 0, v̇ = 0 より数値計算の結果から固

48

#!

$!

%!

&'() !,#$%

&!

'!

E-2

単一泡の寿命九大院理 A

辻章太郎A , 鴇田昌之 A

従来、界面活性剤液膜の研究は様々な手法を用いて研究されている。本研究で我々は、ドデシル硫

酸ナトリウム（SDS）水溶液上に単一泡を生成し、その寿命の測定を行った。測定装置は新規に開発したもので、系の温度や湿度を一定とするよう工夫されている。泡の生成から消滅に至る過程をビデオカメラで取り込み、フレーム数を解析することによって寿命を決定した。最初の実験として、界面活性剤の濃度を一定に保ち、単一泡の寿命に及ぼす温度の影響を調べた。単一泡の寿命は温度の増加に伴い減少することがわかった。詳細については当日報告する。

E-3

Lieb-Schultz-Mattis の定理の拡張
九大院理 A

森重順平A , 野村清英 A

Lieb-Schultz-Mattis の定理1 (以下 LSM の定理) を再考し拡張を行った。LSM の定理は 2 つの定理から構成されている。そのうちの第 2 定理を今回は扱う。第 2 定理は、S = 1/2 反強磁性体 1 次

元スピン鎖 (長さ L) を考える。Hamiltonian は、スピン演算子の z 軸周りの回転対称性、並進対称性、相互作用が短距離、周期的境界条件、さらに空間反転もしくは時間反転対称という条件を持っ!
ている。その場合、 Siz ≡ STz = 0 の状態では、波数 q = 0 と π の最低固有エネルギー差 δE は

δE ≤ O (1/L) と厳密に評価できる、というものである。ひねり境界条件 (ひねり角 Φ = 2π) を用
いて、Hamiltonian の対称性をうまく活用して証明をしている。

歴史的には、I.Affleck、E.Lieb 達2 が一般の S について、様々な対称性を重視して拡張した。その結果、S が半整数と整数で δE に関しての制約に違いがあることを発見した。また、M.Oshikawa、

M.Yamanaka、I.Affleck 達3 が磁化プラトーについて拡張した。
一方で M.Kolb4 や G.Fáth、J.Sólyom 達5 が、一般の S について STz #= 0 で波数 q の Hilbert 空
間での LSM の定理の拡張を、並進対称性を用いて試みた。 結果、上記の状態に対しても LSM の定理が成立し、2π ひねることによって波数がずれるということを主張した。しかし、LSM の定理を再考するにあたって証明方法に不備があることがわかった。さらに、波数のずれによって q #= 0の δE の意味についても再考が必要となった。

今回は、証明の不備の補完、q #= 0 の δE の再考を空間反転対称の立場から議論する。
1 E. Lieb, T. Schultz and D. Mattis, Ann. Phys. 16, 407 (1961)
2 I. Affleck and E. Lieb, Lett. Math. Phys. 12, 57 (1986)
3 M. Oshikawa, M. Yamanaka and I. Affleck, Phys. Rev. Lett. 78,1984 (1997)
4 M. Kolb, Phys. Rev. B 31, 7494 (1985)
5 G. Fáth and J. Sólyom, Phys. Rev. B 47, 872 (1993)

49

E-4

複素関数論から見た整合ー非整合遷移
九大院理 A武久悟之A , 野村清英 A

量子系の S=1/2 next-nearest-neighbour chain、S=1 bilinear-biquadratic chain のエネルギー固

有値、相関関数を調べる。これらのモデルでは、秩序相におけるオーダーの周期と格子の周期の比が有理数である整合領域と無理数である非整合領域の間の遷移が確認されている。転移点近傍では相関長がとても短く、連続極限をとって考えることは適切でない。そのため、この整合ー非整合遷

移 (C-IC 遷移) について複素関数論の観点から考察することで、調べていく。それぞれの領域でのC-IC 遷移の相関関数を統一的に扱うために構造因子を定義する。構造因子は同時刻相関を表しており、グリーン関数と対応づけることが出来る。グリーン関数の対称性、特異点の性質から整合領域、非整合領域、転移点である disordered point での極と零点の構造に制限がつき、ある程度の関数形を見積もることができた。

参考文献[1] U.Schollwöck, Th.Jolicoeur,and T.Garel: Phys.Rev.B 53,(1996),3304.
[2] Fath and Sütö: Phys.Rev.B 62,(2000),3778.
[3] T.Murashima, K.Nomura: Phys.Rev.B 73,(2006),214431.

E-5

移動稜線モデルを用いた砂丘のダイナミクス
九大理 A

中尾幸A , 坂上貴洋 A , 中西秀 A

砂丘は、多数の砂粒子と風などの流体が複雑

び、伸長速度が風の相対角の減少関数となった。

展する。砂床に季節風などで 2 方向の風が吹くた。これらの結果は、線形安定性解析を用いてに相互作用することによって、形成され時間発

また、稜線が端を除いて真っ直ぐなまま安定し時、その相対角が小さい時には風のベクトル和

理解できる。

に垂直に伸びる横列砂丘が形成され、相対角が[1] L. Guignier et al., Phys. Rev. E 87, 052206 (2013).



大きい時には風のベクトル和に平行に伸びる縦列砂丘が形成されることが、経験的に知られて





いる (図)。しかし、それらの形成条件やメカニズムは必ずしもよく分かっていない。

本研究では、“移動稜線モデル”[1] を用いて、直線状の砂丘に周期的に向きを変えて２方向から風を吹かせ、横列砂丘 (風の相対角小) と縦列砂丘 (風の相対角大) のシミュレーションを行った。移動稜線モデルとは、稜線の時間発展

で砂丘のダイナミクスを記述する縮約模型であり、砂丘の形は風方向に相似な三角形と仮定している (図)。シミュレーションの結果、横列砂

丘では砂丘の長さが時間に線形に縮み、その収縮速度は風の相対角の増加関数となった。一方、縦列砂丘では砂の供給なしでも砂丘の長さが伸

50



E-6

溶質の運動に対する溶媒の枯渇効果
九大理 A

原諒平A , 吉森明 A

カゴ状の生体高分子などに溶質が入る時、まこの障壁は、溶質とカゴとの間に、溶媒を媒介間に実効的な引力が働くことがある (枯渇効果)。

質によりカゴの中に押込められた溶媒が、溶質わりを取り囲む溶媒が媒介して、溶質とカゴの
これまでの枯渇効果の研究では、溶媒の平衡分

布から溶媒の自由エネルギーを求めることで枯とした実効的な斥力がはたらくことを表す。溶を押し戻すために、斥力が生じると考えられる。

渇効果を計算していたが、溶質が運動する場合、溶媒は非平衡状態になる。この研究では、溶媒が非平衡状態にあるときの自由エネルギーを定義し、具体的なモデルで計算することにより、「非平衡の枯渇効果」を明らかにする。

非平衡状態の自由エネルギーは密度汎関数

理論により定義した。この理論では自由エネル
ギーを溶媒の密度場の汎関数で与える。平衡状
態の密度場を代入すれば、平衡状態の自由エネ
ルギーが得られるが、ここでは、非平衡状態の密度場を代入する。非平衡状態の密度場は、動的密度汎関数理論で計算した。

結果は、溶媒の平衡状態を仮定した時に比べ、自由エネルギーの障壁が大きくなった (図)。

E-7

液晶対流を用いた乱流の非熱的拡散の研究
九大工 A , 九産大工 B

前田和也A , 日高芳樹 A , 鳴海孝之 B , 岡部弘高 A , 原一広 A

乱流に関してこれまで様々な研究が行われてきた。例えば乱流は物質の拡散において重要な役割を果たしている事が分かっている。 乱流の実験研究で用いられるものには例えば熱対流がある。
しかしその制御パラメーターである温度は一般に制御が困難である。一方、本研究で用いる液晶電

気対流は、制御パラメーターが電圧であるため熱対流よりも扱いが容易であり、また応答時間が熱対流より短い。そのため対流系の研究に適していると考えられ、乱流についても実験研究が行われてきた。 過去に行われた液晶電気対流を用いた乱流の研究は、弱い乱流である「時空カオス」
を対象としたものが主であった。液晶電気対流における時空カオスの例としては「ソフトモード乱流」があり、局所的秩序構造と大局的無秩序構造を反映した拡散が起こる事が分かっている。 一方、制御パラメーターを上げていくと局所的な秩序構造の崩壊した発達乱流が起こる。本研究では局所的な秩序構造をもつ時空カオスと発達乱流の間で拡散の統計的性質がどのように変化するかを調べる事を目的としている。液晶中に封入した微粒子の、乱流によって駆動される運動を測定する
事によって拡散現象の評価を行った。当日はその結果を報告する。

51

E-8

AC トラップ中の少数帯電微粒子群の平衡配置とゆらぎ
福岡県立大学人間社会学部 A , 鹿児島大学理学部 B , 名古屋大学工学研究科 C
石崎龍二A , 秦浩起 B , 庄司多津男 C , 濱岡翔太 C

帯電微粒子を交流電場によって閉じ込めると、電場の強さや周波数といったコントロールパラ

メータの変化により、帯電微粒子の運動には、様々な運動が観測される。荷電粒子 (1 粒子) を閉じ
込めるための条件は、Mathieu 方程式の固定点や周期運動の安定性により説明される [1]。

交流電場によって閉じ込められた粒子が 2 個以上になると、粒子間にクーロン力が働くため、

クーロン斥力との釣り合いで、安定な粒子配置やカオスが発生する。粒子が 2 個の場合、コント
ロールパラメータの変化により強制振動、準周期運動、カオス的運動が発生する。

粒子が 3 個の場合、帯電粒子が三角形の配置を保ちながら、中心から放射状に電場の周期で振動する解があらわれる。この配置は、回転に対して中立安定である。コントロールパラメータを変化させると、粒子の平衡配置が不安定化し、カオス的な運動が発生する [2]。

本講演では、AC トラップ中の少数帯電微粒子群で発生する平衡配置とカオス的運動の統計的な性質について報告する。
参考文献[1] R. Ishizaki, H. Hata, and T. Shoji: J. Phys. Soc. Jpn. 80 (2011) 044001.
[2] R. Ishizaki, H. Hata, T. Shoji, and Y. Furuta: Procedia IUTAM (IUTAM Symposium on 50
Years of Chaos: Applied and Theoretical), Vol.5, (2012) pp.234-239.

E-9

音圧関数の zero level cross 密度による低周波 1/f 型スペクトル
福岡共育大学

物理教室 A , 九州共立大学 B

三谷尚A , 長井達三 B

音楽の 1/ f スペクトルがしばしば話題になるが、ここで、気圧 P(t)=大気圧＋ p(t) のp(t) を音圧関数、その zero level cross 密

Fig.1

度（ZLC 密度 p(t) が０値を横切る時刻の密度。）が注目され、その Fourier spectrum が議論される。１個の楽器の倍音のない単音の音列を作る場合、ZLC zero level cross 密度は音高関数に等しい。

音高関数のスペクト

Fig.2

ルの例として、チャイコフスキーのピアノ小品 (Fig.1) のスペクトルを求めた。その両対数グラフからべき則が分かる (Fig.2)。

べき則の原因が次にあると考える。前者のスペクト
ルは楽譜上のある高さ（ｍ）の音の出現の時系列による構造因子と密接な関係がある。これらの構造因子 (Fig.3) は、Fig.1 と同様の逆

Fig.3

べき性を持つ。相関関数の逆べき性は、音の時系列のフラクタル性に起因すると考えられる。

52

E-10

横に回したゆで卵は無重力下でも立ち上がる？
無し (佐大医名誉教授)A , 佐大医 B

末崎幸生A , 富永広貴 B

Moffat と下村は速く横向きに回したゆで卵が鉛直に立ちがって対称軸の周りに周り始めることを理論的に説明した [1]。そこではテーブルと卵の摩擦で生じるトルクが driving force である。講演者は油で濡らしたテーブルでも卵を回してみたら普通に立ち上がったので、摩擦係数にあまりよらないと思われる。ここでは少なくとも立ち上がりの初期には空気の慣性抵抗によるトルクが効いていることを示す。半径 a を固体球が速度 v で密度 ρ の流体中を走ると Fi = 1.2πa2 ρv 2 の慣性抵抗をうけるがその延長で横向きに回るゆで卵に受けるトルク Q はおよそ次のようになる。

Q = aFegg(1)
Fegg = cρa4 Ω2(2)
c は、無次元数で 0.2 とした。

ここで Ω は初期回転角速度である。地上での t = 0 での摩擦によるトルクはゼロだが、(2) 式のトルクは小さいが有限である。わずかに重心がずれた (1 度程度) ときテーブルとの摩擦によるトルクと同程度になることが見積もられる。立ち上がった後は対称軸の周りの回転となり、軸対称な空気の流れの粘性抵抗と慣性抵抗とによるトルクは解析的に実行したが、その結果は講演で発表する。無重力下での実験は NASA に申請しているが、採否の通知はまだない。
参考文献［1］H. K. Moffat and Y. Shimomura, Nature, 416, 385-386, 2002.

［2］ H.K. Moffatt, Y. Shimomura, M. Branicki, Proc. Royal Soc. Lon. A 2004, 460, 3643-3672

E-11

加振されたボルト・ナット系の現象論的モデルにおける分岐構造
佐大医 A , 京大情報 B

富永広貴A , 宮崎修次 B

ナットが取りつけられた長いボルトに， 電動歯ブラシのような振動体を接触させると，接触させる方向を変えることで，ナットが接触地点に近づく運動，遠ざかる運動，その場で停滞もしくは不規則に行ったり来たりする運動が観測される。我々は，ボルト・ナットの詳細なメカニズムには踏

み込まずに，ボルト・ナット系において見られる運動を現象論的に記述する次式のようなモデルを導入した。ナットの上下動 (もしくは左右動) は質点のポテンシャルの溝の中の回転運動に対応させ，電動歯ブラシのボルトへの様々な当て方は，周期外力をかける方向の選び方に対応させる。

d2 r
=
dt2
V (X, Y, t) =mdrdt
V0 (X, Y ) + h cos Ωt(e · r)−∇V (X, Y, t) − µaV0 (X, Y ) = {1 − (X 2 + Y 2 )}2 − (X 2 − Y 2 )
2
a 2
2 2
V0 (r, θ) = (1 − r ) − r cos 2θ
2
ここで，m は質点の質量，µ は粘性摩擦係数,a は動径方向のポテンシャルの深さに対する円周方向のポテンシャルの凸凹の大きさを表しここでは 1/100 程度に取る。Ω,h,e はそれぞれ振動外力の角振動数，振幅と加振方向の単位ベクトルである。また，加振方向は φ で表す。この現象論的モデル

は，外力の振幅をパラメータとして，周期的な往復運動，一方向回転運動，カオス拡散に分岐する
ことがわかった。

[1 ] 富永広貴, 宮崎修次, 信学技報 NLP2013-17(2013-5) pp.43-46.
[2 ] http://www9.nhk.or.jp/gatten/archives/P20100512.html[3 ] H. Tominaga, H. Fujisaka and W. Just, J. Phys. Soc. Jpn, 66 (1997), pp.3406-3410.

53

E-12

自己電気光学効果素子の非線形振動と引き込み現象
大分大院工 A , 岡山大院自然 B , 別大短 C

後藤善友A,C , 長屋智之 A , 奈良重俊 B

双安定性をもつ自己電気光学効果素子(SEED) を直列連結し逆バイアス下で入力光を加え，またフィードバック光がかかるようにし入力光  フィード
バック光 た素子は，そのフォトキャリア密度 (n1 , n2 ) が


型


   

 
型

 

型


スパイク波形などの多様なダイナミクスを示す

D-SEED 素子として知られている.

D-SEED 拡散結合系は素子のパラメータによってさまざまな空間パターンを形成するが，  

適当な条件において螺旋波が発生する．本研究では，特に螺旋波が形成される条件に着目し，その時の素子の入力光に周期的な強度変調を加えることで，引き込み特性を調査した．素子のリミットサイクル解が分岐するパラメータ領域

Pin=0.01
p=0.0099

1e-03

0.003

での螺旋パターンの出現と引き込み特性についY.Ohkawa et.al., Appl.Phys.Lett.86, (2005)

6e-04

0

2e-04

T.Yamamoto et al, Int.J.Bif.Chaos 16, (2006)

1:1

4e-04

df.sync.lock$Amp

8e-04て報告する．

0.1

0.1

E-13

0.2

0.3

0.3

0.4

df.sync.lock$Omega

相対論的単位系
日本文理大学工学部機械電気工学科 A

竹本義夫A , 島元世秀 A

１． 電荷と電流の単位(a) 電荷間の力 (1)、電流間の力 (2) は独立している。
(1)(2)

1 Q1 Q2
F = 4πε(Coulomb)・・電荷間の力r2
0
1 I1 I2 ds1 ds2
F = 4πµ(Ampere・Biot − Savart)・・電流間の力2r0

現在は、電流間の力で電流を定義し、これを用いて電荷を定義している。
本来は、(1),(2) の式で独立に電荷・電流を定義することができる。

(b) 相対論的には (1),(2) を含む (3) の形であり、電荷・電流の定義は関連している。
(3)

×r
×r
s1 •r Js2
f = ρr13r ρ2 − Js1
× Jcs2 − Jcr− i( Js1
ρ2 − i ρr13r × Jcs2 )
3
c
cr 3
cr 3

・
・ρは電荷、J は電流である。

２． 電荷と磁荷の単位

(4)
(5)

(c) 電荷間の力 (4)、磁荷間の力 (5)(存在していれば) は独立している。
1 Q1 Q2
F = 4πε(Coulomb)・・電荷間の力r2
0
qm1 qm2 r
1 qm2 qm1 r
F = 4πµ0 r3 (= 4πε(Gauss), ε0 µ0 = c12・・磁荷間の力3)0 cµ0 cµ0 r
現在は、磁荷の存在は立場によって異なっているが、(4),(5) の式で独立に電荷・磁荷を定義することができる。

(d) 虚電荷を磁荷の数学的表現として取り入れると (4),(5) を含む (6) の形であり、電荷・磁荷の定義を関連させることができる。

(6)

1 q1 q2 r
1
f = 4πε
+ 4πε
r3
0
0

! !
q1
q2 r
q q! r
q! q r1− i 4πε( 1r32 − 1r32 )・
・q は電荷、q " は磁荷である。
r30

詳しくは http://www.nbu.ac.jp/ takemoto/genko.html

54

E-14

光フィードバック下の液晶空間光変調器における確率共鳴
大分大学大学院 A , 別府短大 B

貫田周吾A , 長屋智之 A , 後藤善友 A,B

確率共鳴現象とは，最適雑音強度で出力に示すことがわかる。これらの結果を報告する。

最大の信号対雑音比が実現されるという現象であり，この際雑音の種類を変えるとその共鳴特性が変化することが知られている。光の位相制
御デバイスである液晶空間光変調器（SLM）を

図 1 に示す光フィードバック下で動作させると，ある条件で液晶の傾き角が 2 つの角度で安定になる双安定性が発現する。本研究では，双安定

図 1. 実験系

性が存在すると確率共鳴が起きる可能性が高いことに着目し，この系における確率共鳴の発現をシミュレーションによって調べた。

この系のモデル方程式を以下に示す。
dφ
τ
= −φ + φ0 − φ0 F (V, φ)(1)dt
ここで，φ は常光と異常光の位相差であり，液晶の傾きに関係する。τ は φ の緩和時間，φ0は SLM の最大複屈折，F (V, φ) は SLM の特性関数，V は SLM の駆動電圧である。V に
正弦的変調とノイズを加えた。図 2 に V と図 2. 確立共鳴の誘起 ( 上段：φ, 下段：V)φ の関係を示す。確率共鳴に特徴的な応答をE-15

バネの連成振動によるラビ振動のシミュレーション
佐賀大学工学系研究科物理科学専攻 A隆A

最近のメタマテリアルの研究において、LC回路などの古典系によって人為的な原子が再現されていることから、古典系による量子系のシ

ミュレーションに関心が持たれている。そこで、
我々は、バネの振動を簡単に測定する方法を開発し、二準位原子系のラビ共鳴に類似した現象

を連成振動で再現できることを示した。今回は、図のような連成振動系において、時間に関する２回微分を含む運動方程式が、緩慢変動包絡線近似によって１回微分になり、シュレディン

ガー方程式と等価になることを利用して、実際におもりの質量を変えながら、スペクトルが分裂がラビ振動と同じになることを検証した。下の図は実際に観測したスペクトルの分裂である。

55

新島賢人A , 柳順之 A , 古賀圭樹 A , 遠藤

E-16

離散時間量子ウォークエコー現象
佐賀大学工学系研究科物理科学専攻 A

廣江A , 松本 A , 松尾 A , 中田 A , 遠藤 A

近年、量子ウォークは干渉性があることで量クさせると、図１の下に示すように、同じ時まっている。我々は量子ウォークが様々な量子

ただし、よく見ると、エコー時間でも完全に原子コンピュータへの応用が期待され、関心が高間だけ経過すると原点付近に波束が集中する。

力学過程の単純な離散化モデルとして利用で点には集まっていない。この違いは、何によるきると考えている。我々は前回、連続時間の量

ものか、また離散時間の連続化極限でどのよ子ウォークに位相変調パルスをかけることでエうになるか、などは今後の検討課題である。1)

コー（初期状態の復元）が起きることを報告

T.Endo, J. Phys. Soc. Jpn. 83,044007(2014).

したが 1)、今回は、離散時間の量子ウォーク（量子コインを振って、左右のどちらに移動するかを決める量子ウォーク）でも類似した現象が起きることを見出したので、報告する。離散

時間量子ウォークのエコーは、単純な位相変調では発生しないが、ある時刻にコインの表裏を入れ替える操作をし、その後、自由にウォークさせると、ほぼエコーと同じ現象が生じる。図１の上は、原点から出発した粒子が、一定時間経過後に拡がっている様子を表している。この時にコイン反転操作を行い、再び自由にウォー

E-17

金属表面状態の変化に伴うイオン衝撃光の観測
宮崎大学工学部 A

竹岡賢佑A , 東美恭 A , 采女尚武 A , 竹中將晃 A , 松田達郎 A

近年、ナノテクノロジーの進展やデバイスの微細化に伴い、原子レベルの深さ程度で試料表面の元素分布を調べることが要求され、種々の表面分析法が開発・利用されている。そのような表面分析法の一つに、金属表面にイオンビームを照射し、放出される光から金属の分析、同定を行うイオ
ン衝撃発光分析法 (SCANIIR) が考えられている。しかし、その光放出のメカニズムは金属表面状態と密接に関係しており、十分に理解されているとは言えない。よって、現段階で SCANIIR は、広く実用されるには至っていない。我々の研究グループは SCANIIR を確立すべく、宮崎大学に設置されている ECR イオン源を使用し、金属標的にイオンビーム照射を行っている。

本実験では、Al 標的に 15KeV、一価の Ar ビームを照射し、イオン衝撃光を観測した。一般に、中性原子からの衝撃光は、金属表面の酸素皮膜率に比例して増加することが実験で報告されている
1)。このことから、長時間のイオン照射による中性原子からのイオン衝撃光は、金属表面の酸化膜が剥がされることで減少していく 2) 。しかし、我々の研究グループでは Al,Mg 標的に関して、イ

オンビーム照射を長時間行うにつれて光子量が増加するという結果が報告された 3) 。その理由として照射チャンバー内の残留ガスの影響が示唆された。そこで、従来よりもさらに良い真空状態を作るために標的周囲をクライオポンプで覆い、中性原子からの光子量の変化を観測した。本報告では
主に真空度とイオン衝撃光との関係について述べる。
参考文献

1)P.Kamakar, D.Ghose, Nucl. Instr. Meth. B212(2003)358-363.
2)Chin Shuang Lee, Tzu Ming Lin, Surface Science. 471(2001)219-224.
3) 宮原一平, 金属からのイオン衝撃光のイオン価数および照射量依存性, 宮崎大学修士論文 (2011).

56

E-18

KTaO3 単結晶作製と電気的性質
佐賀大院工系 A , 佐賀大理工 B

古賀絵美A , 高倉将一 A , 大石雅人 B , 真木一 A

KTaO3 は、低温で強誘電転移に向かうふるられる。現在 Ba 置換した試料も作製を試みてまいが見られるものの、絶対零度まで転移を起こさないため、量子常誘電体と呼ばれる。一方、おり、引き続き電気的性質を調べる予定である。

00
6000

K をわずかな Li で置換すると巨大な誘電緩和が低周波領域で現れる。これは、ナノ分極ドメインが生成されるためだと理解されている。そこ

2 MHz

Ȝ
Ȝ'

4000
00

で我々は、K を 2 価の Ba で置換することにより

Ȝ

100 Hz

電荷キャリアもドーピングすると、誘電特性や

2000
00

電気的性質がどのように変化するかに注目している。KTaO3 の単結晶試料は、Pt るつぼを用いてフラックス法により作製に成功した (挿入000図)。図は、測定した複素誘電率の実部である。

100
100

低温で強誘電転移に向かう誘電率の増大が見

E-19

200
200

T(K)

新規誘電特性を示す水酸塩化物 Co2 (OD)3 Cl の精密構造解析
佐賀大物理 A , KEK-物構研 B

大藤あゆみA , 山口悟志 A , 徐興亮 A , 鄭旭光 A ,近年、当研究室は水酸塩化物 M2 (OH)3 X のパイロクロア格子の歪み率が転移温度付近で変Sanghyun LeeB , 鳥居周輝 B , 神山崇 B

幾何学的フラストレーションの磁性を報告して化した（図 (b)）。詳細について、当日発表する。
U n ifie d la ttic e c o n s ta n ts & a to m ic p o s itio n s

Unified lattice constants & atomic positions

きた。最近においては、これらにおける普遍的な磁気・格子・誘電相関を見出し、一部の物質において誘電率異常を観察した。特に Co2 (OD)3 Clと Co2 (OD)3 Br においては、それぞれ 230K と220K で強誘電転移と思わせる誘電率異常が測定されている。上記マルチフェロ性のメカニズ

1.004

(a)
a0
c0
z0_Cl
x0_O
y0_O
z0_O
x0_D
y0_D
z0_D
a0+
c0+
z0_Cl+
x0_O+
y0_O+
z0_O+
x0_D+
y0_D+
z0_D+

1.002

1

0.998

0.996

0.994
0

40

80

120

160

200

240

280

320

T (K)

Tetrahedron distortion

ムを解明するため、µSR とラマン測定実験とともに J-PARC の超高分解能粉末中性子回折装置

SuperHRPD を利用して、 Co2 (OD)3 Cl の回折実験をおこなった。構造解析の結果、強誘電転移

1.0972(b)

1.0971
1.097
1.09691.09681.0967100

温度 230K 近傍で水素等の原子座標が有意な変

150

200

T (K)

250

図(a) 原子位置と格子定数の規格化(b) Co四面体の歪み率 dKK/dTK化を示した（図 (a)）。また、磁性イオンが作る

57

300

E-20

教育学部理科新入生の物理学力調査
福岡教育大 A

上野智哉A , 松崎昌之 A

高等学校の数学及び理科において，平成 24 年度入学生より新学習指導要領による指導が年次進行で実施されている。これに伴い，来年度には新指導要領による指導を受けた生徒が大学に入学してくることとなる。そこで，指導要領改訂によって，今年度までと来年度以降の入学生の学力にどのような違いが出るかを調べるための第 1 段階として，「物理学概論」（1 年前期，初等及び中等教員養成コース理科生は必修，環境教育コース生は選択だが全員受講，初等及び環境は松崎担当，中等は他教員担当）の初回授業で調査を行った。用いた質問は，「中学生および大学生の電流と電圧理解に関する調査結果」(平島，市川，大学の物理教育 vol.19, no.1 (2013)) に掲載されているもの
で，結果発表にあたって著者の了解を得ている。回答数は平成 25 年度 92 名， 26 年度 102 名であり，少数の再履修者が含まれている。今回調査に用いた問題は，中学レベルである。しかし全体的な傾向として，高校で物理を履修していても電流・電圧の概念を正しく理解できていない学生が予想以上に多くいた。また今回の調査では，質問 1 を除いたすべての問題に，回答理由を記述する欄が設けられている。そこで，ある 1 問に対して正答した物理未履修者の回答理由を抽出してみた。
すると，半数以上は誤った知識やイメージをもっており，正しい理由を記述した者と比べて，他の問題の正答率は著しく低くなっていた。このように電流・電圧の学習では，回路ごとの公式の暗記にとどまっており，物理履修者を含め，最初に与えられ変わることのない条件 (電源電圧や個々の抵抗など) を意識できていないことが原因の 1 つとして考えられる。この現状が，新学習指導要領による指導を受けてきた来年度入学生ではどのように変化するのか、第 2 段階の調査を行う予定である。また，数学の履修状況との関係についても調べる予定である。

E-21

久留米工大における物理駆け込み寺の試み II
久留米工大 A

巨海玄道A , 中村文彦 A , 江藤徹二郎 A , 野田常雄 A

久留米工大における物理駆け込み寺の試み 久留米工大 巨海玄道、中村文彦、江藤徹二郎、野田常雄

久留米工業大学 (KIT) では在学生に基礎学力を付けるためこれまで多くの試みがなされてきた。例えば学習支援センターの設置やラーニングコモンズの導入などはその例である。ところが学生の学習に対する意識がいまひとつでこのようなシステムはうまく動かず、学生の学びに対する意

欲や学力レベルは依然として入学前の低い状態のままであった。他方物理の学習は工学系の科目の履修には欠かせないものであることは今も昔も変わらない。KIT のこのような状態を鑑み、物理関係者らは昨年より新たに「物理駆け込み寺」を作り、物理学の基礎学力の養成に挑んでいる。具体的には学習支援センターの場合、まず来訪者がほとんどいないと言う現状があった。このため講義担当者が学力不振の学生に対して、適宜「時間と場所」を指定し、授業中の不明な点、疑問や練習問題などの解答などについて時間をかけて指導するようなシステム（「物理駆け込み寺」）を作った。またこの指導は物理のみにかかわらず、数学や KIT での広い意味での学習について一般的な質問（日常生活や進路などを含む）をすることも可能にした。細かい指導は担当者にとって異なったが少なくとも教員と学生の間に風通しの良いフレンドリーな雰囲気が醸成できたことは間違いない。この駆け込み寺における指導の結果、寺に来訪した学生とそうでない学生の間には顕著な差が出ていることがわかった。何よりも家で学習する時間が増えたことは特筆すべきことであった。
講演ではこれらの詳細について述べる。

58

E-22

教員養成課程における物理学実験の新しい試み
久留米工大 A

野田常雄A , 江藤徹二郎 A , 中村理央 A , 巨海玄道 A , 中村文彦 A

近年，我が国の科学リテラシーの低下が顕著になっている．これの改善には，初等・中等教育における理科教員の役割が重要である．しかし，物理に苦手意識を持つ現場の理科教員は少なくない．
久留米工業大学教育創造工学科では，物理学実験は理科教員免許取得 (中学・高校) の必修科目である．従来は，多くの理工系学部で行われる初年次物理学実験と同様の実験課題を，週 1 つの課

題で実験書の指示通りに行ってきた．しかし，高校で物理未履修の学生は，実験内容すら全く理解できていない．彼らにとって物理実験はただの苦行でしかなく，物理への苦手意識が定着されていく．このままでは，将来的に物理が苦手な生徒・学生の再生産という悪循環になりかねない．学力の高い学生にとっても，簡単な課題で物理への興味を失わせてしまうことも多かった．

そこで我々は，「実験が必ずしも教科書のとおりにならない」=「失敗」をあえて経験させることにした．学生に，教科書と異なる結果になった原因を自ら考えさせ，実験装置や方法の改善・工夫をさせた．さらに，これらの結果の口頭発表およびレポートでの報告を課した．この実験を通し，物理現象の不思議さ，科学的思考力・論理性，プレゼンテーション能力等を養った．
以下に新しい試みのポイントを示す．

1. 大きな実験テーマの設定— 3 回程度の実験時間で一つの大きなテーマの実験を行う．
2. 自主的な実験手法の検討— 実験装置・手法については学生に自主的に決定させる．
3. グループごとの発表— グループにおいて結果をまとめ，学会等に準ずる形で発表させる．
この試みを行った結果，互いに教えあうことによる現象への理解や，プレゼンの工夫・上達が見ら
れた．

E-23

日の出・日の入り時刻による X-Y グラフから描ける不思議な 8 の字と地球の公転軌道のパラメターについて
佐賀大学文化教育学部 A

大隅秀晃A , 濱口敦 A , 角縁進 A , 髙島千鶴 A , 中村聡 A

毎日、その日の「日の出時刻」をｘ軸に「日の入り時刻」をｙ軸にとってプロットするという作業を一年間続けたら不思議な少し歪んで斜めになった「8 の字」が描ける。このようなことは、毎日きまった時刻の太陽の位置を記録し（棒を用意してその影を記録することでも内容は同じ）それを続けたら同様の「8 の字」になるという話題とも直接つながっている。これはとても身近で簡単な話題のようであるが、実はこの動きをきちんと理解することは、太陽を中心に公転する地球の動き（地軸の傾き、楕円軌道のパラメター、地軸の傾きと楕円軌道を組み合わせるときに生じる位相）と密接に関係している。このようなことについてわかりやすく説明する試みを報告するとともに、教員養成系大学における物理教育において、力学や物理数学をそのまま単純に教えるのではなく、
もっと魅力的な題材としてとりあげるためにはどのようにしたらよいかという視点から、誰でも興味を持つような少し天文学などがからんだ比較的魅力ある題材を取り入れ、関連する少し複雑な数値計算等が含まれた題材をみつけて、徹底的に理解して単純でおもしろいプレゼンテーションに結び付けられるような物理教育テーマを開発し、卒業研究テーマなどに結び付けている。そのようなことについての現状についてもすこし触れる予定である。

59

E-24

ケプラーが考えた方法の再現による地球軌道と火星軌道について
佐賀大学文化教育学部 A

濱口敦A , 大隅秀晃 A , 角縁進 A , 髙島千鶴 A , 中村聡 A

ヨハネス・ケプラーは、チコ・ブラーエが行った火星の精密な観測記録を手に入れ、いわゆるケプ
ラーの 3 法則を導いたというような内容が多くの物理学や天文学の入門テキストなどに紹介されている。この時代はまだニュートンの万有引力法則は当然知られていない、というより逆にこのケプラーの成果がニュートン力学への道を拓く役割をはたしたものだと考えられる。ニュートン力学が知られていない時代にどのようにして、地球の軌道や火星の軌道の詳細を明らかにすることができたのだろうか？ブラーエの観測記録からは地球からみた火星の方向はわかるが、距離などの情報は一切ないのである。ケプラーの業績を紹介したいくつかの文献には、ケプラーはまず観測の拠点である地球の運動を調べたとある。当時すでに 1.88 年で太陽のまわりを 1 回転してもどってくることがわかっていたのでそれを利用して 1.88 年ごとの地球の位置を調べることから地球の軌道の形を決めようとしたことが簡単に紹介されている。それ以上のことはあまり多く語られていない。
本研究ではブラーエの観測記録のかわりに、理科年表に記載されたデータを利用して、ケプラーの考えた方法を独自に再現し、地球軌道と火星軌道を再解析するということを行い、火星の公転軌道

は楕円軌道であり、面積速度（軌道角運動量）は一定であることをどのようにして明らかにしたのかを再現してみることにした。そこから、ケプラーがたどりついたケプラーの法則について考えてみることにする。

60

会場 F
領域 9, 12F-1

第一原理分子動力学法に基づく等温酸化還元反応による水分解機構の解明
熊大院自然 A , 南カリフォルニア大 B 三澤賢明A , 高良明英 A , 下條冬樹 A , Aiichiro

NAKANOB , Rajiv K. KALIAB , Priya VASHISHTAB
燃料電池に関する技術の進展とともに、より効率の良い水素の生成手法を開発する重要性が高まっている。現在、効率的に水素を生成する手法の一つとして等温酸化・還元サイクルによる水分解の手法がある。(C. L. Muhich et.al., Science, 341, 540 (2013).) これは高温環境下で金属酸化物の酸化・還元反応を繰り返すことで水分子から水素分子を得る手法である。本研究では手法の効率の向上と更なる低コスト化のため、第一原理分子動力学シミュレーションを用いて酸化・還元反応を再現し、反応機構を解明することを目指している。

（還元反応過程）還元反応過程ではアルミナとコバルトフェライトの熱還元反応 CoFe2 O4 + 3Al2 O3 → CoAl2 O4 + 2FeAl2 O4 + 0.5O2

によって酸素原子が放出される。シミュレーションではこれらの反応物のスラブモデルを構成し温度を上昇させることで反応の再現を試みた。シミュレーションの結果 Al2 O3 /CoFe2 O4 界面において酸素原子間の結合が観測された。これらの結合強度を調べるため酸素原子間の Bond Overlap

Population を解析した結果、温度の上昇に伴い結合強度が増大していることがわかった。 （酸化反応過程）酸化反応過程では還元反応過程で得られたコバルトスピネルとヘルシナイトを高温の水蒸気と反応させ、酸化反応 CoAl2 O4 + 2FeAl2 O4 + H2 O → CoFe2 O4 + 3Al2 O3 + H2 を起こすことで水素分子を得る。シミュレーションでは Co5 Fe11 Al32 O64 クラスターを水分子で取り囲み、温度を上昇させることによって反応の再現を試みた。シミュレーションの結果、温度の上昇に伴いクラスター表面における水分子の吸着・解離反応が起こり、Grotthus 機構によって水中に H3 O+ とOH− が生じることがわかった。これらの反応が水素分子の生成に関与していることが期待される。

61

F-2

トンネル拡散により生じる金属ナノコンタクトへの水素吸蔵現象の研究
九大院工 A , 東大物性研 B , 金沢大教育 C , 九大院総理工 D

高田弘樹A , 家永紘一郎 B , 上野裕輔 A , 稲垣祐次 A , 辻井宏之 C , 橋爪健一 D , 大塚哲平 D , 河江達也 A
低温における金属中水素の拡散にはトンネル効果が寄与していると考えられている。我々は、水素吸蔵実験で得られた結果について報告する。

このトンネル拡散による水素吸蔵の進行を直接観測することを目的として、MCBJ 法（Me-chanically Controllable Break Junction）により作成した Pd ナノコンタクトへの、液体水素
中における水素吸蔵実験を行ってきた [1] 。これによってトンネル効果による Pd への水素の吸蔵・拡散を示唆する結果を得ている。そこで同
じく水素吸蔵金属である V(バナジウム) に対し同様の手法により水素吸蔵実験を行った。図にH2 導入に伴う Pd ナノコンタクトの微分伝導特性の経時変化を示す。H2 の導入に伴いその特性に明瞭な変化が生じている。この結果に対して V では Pd の結果とは異なる変化を示す結果が得られた。本講演では V ナノコンタクトへの

F-3

V,Nb ナノコンタクトにおける超伝導特性のサイズ依存性
九大院工 A , 東大物性研 B , 金沢大教育 C
稲垣祐次 A , 辻井宏之 C , 河江達也 A

MCBJ（Mechanical Controllable BreakJunction）法を用いて、超伝導金属ナノコン

上野友輔A , 高田弘樹 A , 家永絋一郎 B ,れた結果について詳細に報告する。[1]H.Akoh

and A.Tasaki ,J.Phys.Soc.Jpn.42,791(1977)

タクトを作成し、そのコンタクトサイズを変化させながら測定が可能である。我々のグループ

V 4.5Kではこの方法を用いて V（バナジウム) ナノコン

タクトについて研究を行ってきた。これまでの研究から超伝導 V の単原子接点において Fano

カーブでよく再現される超伝導とは異なったゼ
ロバイアス異常を観測している (図 1)。我々はこの原因を V 微小化により磁気モーメントが出 現[1]したからではないかと考えている。この原因を追究するために Nb(ニオブ) の測定を行った。
本講演では V と Nb について実験によって得ら

62

F-4

金属中重水素の量子現象に関する研究
九大工 A , 九大院工 B , 東大物性研 C , 金沢大教育 D , 九大院総理工 E

川崎洋輔A ,

高田弘樹 , 上野友輔 , 家永紘一郎 , 稲垣祐次 , 辻井宏之 , 橋爪健一 E , 大塚
B

B

C

B

D

哲平 E , 河江達也 B

低温における金属中水素の拡散にはトンネル効果が寄与していると考えられている 。こ の ト ン ネ ル 過 程 を 研 究 す る た め 我々は、MCBJ(Mechanically Controllable BreakJunction) 法を用いて金属ナノコタクトを作製し、そこで生成される弾道電子を利用すること

で金属中への水素吸蔵のその場観測実験を行っている。この方法の特徴は、水素の吸蔵量変化

が伝導特性に直接的に表れる点である。図 1 は、V、T∼18K において H2 を導入した際の微分伝導特性の変化を表す。現在我々は、金属中重

水素についても同様の実験を行っており水素の場合と違った結果を得ている。本講演では、重水素を吸蔵させた場合の結果について報告する。

F-5 


Vibrating wire 法を用いた金属内への水素吸蔵現象の研究
九大工 A , 九大院工 B

西村充貴A , 横王子穂香 A , 稲垣祐次 B , 河江達也 B

Vibrating wire(VW) 法はワイヤの固有振動数を測定することで、その周りを満たしている液体の粘性を調べる方法であり、例えば超低温における超流動 3He などの物性を調べる手法として用いられている [1]。

両端を固定したワイヤに交流電流を流し、磁場を印加することでローレンツ力にり機械的振動を発生させる。この振動振幅が最大となる固有振動数はワイヤのヤング率と密度に依存する為、水素吸蔵に伴うワイヤ自体の物性変化として金属の水素吸蔵特性の評価に使えるのではないかと我々は考えた。

本手法は超低温から高温までの広い温度範囲に適用でき、特にほとんど手付かずの液体窒素温度以下における金属の水素吸蔵・拡散特性の評価に威力を発揮するものと期待される。

現段階で、Pd や Nb などの細線を用いた真空中の予備実験では温度に対して極めて敏感に固有振動数が変化することを確認している。

今後、水素雰囲気下での測定を実施し、当日は開発の現状について詳細に紹介する予定である。

[1] Y. Nago et al. Phys.Rev.B82 (2010) 224511.

63

F-6

銅表面上におけるグラフェン形成のシミュレーション
福岡教育大学

物理教室 A丸谷

雄太A , 三谷尚A

単層グラフェンを合成する方法の一つとして銅上蒸着 CVD 法がある。Cu(111) 表面上の合成において，銅基盤に対してグラフェンの被覆率が増大するにつれ，六角形である島が，銅基盤がほぼ完全にグラフェンで覆われた場合，モアレ模様が報告されている。我々は実験の再現を試み，グラフェンは Cu 上で物理吸着すると仮定し，モンテカルロシミュレーション（次の２種）を行った。

1. グラフェンの成長過程で，炭素原子は Cu(111) 上の炭素原子間の相互作用のみを感じ，六角格子上の離散吸着点を移動する。

2. シミュレーションにおいて，銅原子のみが，銅原子間の相互作用エネルギーとグラフェ
ンポテンシャルを感じ，連続自由度で移動する

!

!

!

!

!

!

!

!

!

!

!

!

!

!

!

!

子のメインピークと，周辺の 6 個のサテライト!

が観察され，その構造因子像では，銅の基本格!

1. では実験と同様に六角形の島が形成された。2. では図の様にモアレ模様

  !

と仮定し行った。

が現れ，後者はモアレの超格子構造に対応する。

F-7

イオン液体 [bmim][BF4] の NMR
九州大学大学院理学府 A , 崇城大学工学部 B , 九州大学理学研究院 C町田光男 B , 木村康之 C

松岡良春A ,

イオン液体は、イオン性物質でありながら融点が 373K(100 ℃) 以下の物質である。化学的安定性や低蒸気圧などの性質があり、溶媒や潤滑材などへの応用が期待されている。しかしその基礎的な物性には未解明な点も多い。そᅗ 1㸸bmimBF4 ࡢᵓ㐀ᘧ

こで、カチオンが bmim、アニオンが BF4 のイオン液体 bmimBF4(図 1) を試料として選択

liquid1
liquid2
liquid3
supercooled
glass

0.5

した。bmimBF4 は融点が 200K、ガラス転移

0.4

0.4

を用いて bmimBF4 のスピン-格子緩和時間 T1ܶଵ ሾሿܶଵ ሾሿ

点が 180K である。本研究では、NMR 分光法

0.3と二次モーメント M2(図 2,3) を測定した。こliquid1
liquid2
liquid3
supercooled
glass

0.5

0.3

0.2

0.2
3

の結果を用いて、液体、過冷却液体、ガラスの

4

5

6

ͳͲͲͲΤܶ ሾ‫ି ܭ‬ଵ ሿ

7

3

4

5

6

ͳͲͲͲΤܶ ሾ‫ି ܭ‬ଵ ሿ7

ᅗ22㸸ࢫࣆࣥ̿᱁Ꮚ⦆࿴᫬㛫ࢫࣆࣥ̿᱁Ꮚ
T1(ᕥ㸸෭༷㐣⛬ࠊྑ㸸ຍ⇕㐣⛬)ࠊྑ㸸ຍ⇕㐣⛬)各状態におけるプロトンの活性化エネルギーな後、135K から 305K まで加熱) の 2 つの過程について 5K 間隔で行った。詳細は当日報告する。

0.8

0.8

00.6

0.6
0

liquidsupercooledglass‫ܯ‬ଶ ሾ ଶ ሿ‫ܯ‬ଶ ሾ ଶ ሿまで冷却) と加熱過程 (室温から 130K まで急冷

1liquidsupercooled
glass

1

どを求めた。測定は冷却過程 (305K から 140K

0
0.4

00.4

0.2

0.2
0

0
150

200

ܶሾ‫ܭ‬ሿ

2250

300

150

200

ܶሾ‫ܭ‬ሿᅗ 3㸸2 ḟ࣮࣓ࣔࣥࢺ M2(ᕥ㸸෭༷㐣⛬ࠊྑ㸸ຍ⇕㐣⛬)

64

25
250

300

低温下における車軸藻原形質顆粒の滑り運動に関する研究

F-8

佐世保工業高等専門学校 A , Durham UniversityB

三橋和彦A , Chris SaunterB ,John Girkin

B

植物細胞の原形質は、一見液体のように見えるが表層の膜状構造には多数のミオシン XI が結合している。そのため細胞壁内側にアクチン束が配向していると、原形質が結合し一方向に滑り運動をする。これが細胞内全域に及ぶ現象を原形質流動と呼ぶ。流動の形成過程では、多数のミオシンが確率的に原形質を駆動していると考えられる。しかし一分子が生ずる力 ( 10 pN) は熱揺らぎの中で急速に失われる程小さく、個々の駆動力がどのように統合されているかに関しては全く理解されていない。この過程を明らかにするには、流動中の確率過程を詳細を知る必要がある。 そこで本研究では、5 ℃未満の冷温下において多数の原形質顆粒の滑り運動を画像計測し速度分布を求めた。車軸藻の一種フラスコモ (Nitella Axilliformis) の原形質は、半径 0.6-0.7 micron 程度の大きな
顆粒と半径 0.3-0.4 micron 程度の小さい顆粒を含む。本研究では、大きい顆粒に関しては最大約4,000 の軌跡を、小さい顆粒に関しては同 10,000 程度の軌跡を解析した。その結果、速度分布は0-30micron/s の範囲で概ね指数分布に従い、この傾向は粒径に依存しないことが分かった。ただし分布の減衰率は，半径 0.66 ± 0.06 micron に対する減衰率は 4.17 ± 0.55 micron/s、半径 0.38
± 0.04 micron に対し 2.90 ± 0.26 micron/s が得られ、顆粒の粒径が大きい程大きな値となった。
この結果は、流動機構そのものは本速度域で一貫しているが、サイズによるパラメター依存がある
ことを示唆している。

剪断場における MBBA ー EBCA 混合液晶の電気対流とレオロジー

F-9

大分大学大学院 A , 別府大学短期大学 B , 北海道大学大学院 C
友 A,B , 長屋智之 A , 折原宏 C

佐藤裕樹A , 後藤善

電 気 対 流 (EC) の 存 在 下 で の pmethoxybenzylidene-p’-n-butylaniline(MBBA)の見かけの粘性は，低電圧領域では増加し，高電圧領域では減少することが報告されている。
これは MBBA の誘電異方性 (∆!) が負である
ことから負の Maxwell 応力が発生し，結果として見かけの粘性が減少したためと考えられている。

この推察を実験的に確認するために，MBBA

に ∆!

>

図 1. 誘電異方性を変化させたときの粘性の電圧依存性

0 の p-ethoxy benzylidene p’-cyano aniline(EBCA) を混合し，∆! を-0.41 から+0.15 まで変化させた試料で見かけの粘性の電圧依存性を測定した。

図 1 に見かけの粘性 η の電圧 V 変化を示す。

高電圧領域での粘性減少は ∆! が正になると観測されなくなり，推察通りの結果となった。また，
乱流でありながら周期構造をもった縞模様が観察された。これらの実験結果を詳細に報告する。

65

図 2. せん断場における MBBA-EBCA 混合液晶の電気対流F-10

コレステリック液晶電気対流中での粒子ダイナミクス
九大院理 A

高橋健太郎A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

一般に平衡系溶媒中でのコロイド粒子は、溶媒分子から受ける熱的な揺動によって駆動される。一方で、時空間構造をもった動的な系である非平衡散逸系におけるコロイド粒子は非熱的な揺動によって輸送される。このために粒子は平衡系とは異なるダイナミクスを示し、近年、生物系などの非熱的駆動場を用いて非平衡系の解明を目指した研究が盛んに行われている。我々は、この非平衡場として液晶電気対流系を用いて実験を行った。今回は、ネマチック液晶にキラリティを与えたコレステ
リック液晶の電気対流による粒子ダイナミク

スを報告する。キラリティのため、コレステ
リック液晶はネマチック液晶とは異なる対流構造を形成する。ここに分散したコロイド粒
子は、図に示す様に格子対流に駆動されながら二次元的に輸送・拡散していく様子が見られた。この詳しいダイナミクスは当日報告する。

VC !" #$%&'()*+,-".$/&012345678&9:" ; <= $>?@ABµC"

F-11

ネマチックコロイド結晶の作製
九大理 A , 九大院理 B

田村優太A , 河村隆弘 B , 岩下靖孝 B , 木村康之 B

ネマチック液晶中にコロイド粒子を分散させると粒子が配向秩序を乱し、粒子近傍に配向欠図（a）2次元結晶

陥が誘起される。さらに、粒子間には液晶の弾

直径3μmと5μmのシリカ粒子を用いて作製した性歪みを介した長距離かつ異方的な力が働く。
ことに、粒子表面で液晶が垂直配向するような5μm粒子の場合、粒子間には双極子と同じ形の相互作用が働くことが知られている。

（b）3次元結晶

本研究では、この粒子間相互作用を利用して

直径3μmのシリカ粒子を用いて作製した

液晶中でコロイド結晶の作製を行った。作製に際して、光ピンセットを用いて粒子位置の操作を行うとともに欠陥形態の制御も行うこと

で 2 次元、3 次元結晶の作製に成功した。
（右図）

66

5μm

F-12

電場下のネマチックコロイド間相互作用
九大院理 A , 九大理 B

河村隆弘A , 田村優太 B , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

ネマチック液晶中にマイクロメートルサイズのコロイド粒子を分散させると、粒子自身が液 (a)  (b) 晶の配向秩序を乱すトポロジカルな欠陥となり、その近傍に新たな配向欠陥が誘起される。
このとき、コロイド粒子間には液晶の弾性歪みを介した長距離かつ異方的な力が働く。この力

10µm

10µm

は液晶の配向場の歪みに由来するため、液晶の

(a)

(b)

配向を外場で操作すると粒子間に働く力が変化することが期待できる。

  F

本研究では、コロイド粒子を分散させたネマ R  !"#$%

チック液晶に電場をかけ、粒子同士が引力により接近する様子を撮影し（図 1）画像を解析することにより粒子間に働く力を測定した。例として、

5CB とシリカ粒子の混合系を封入したセルに電場をかけた場合の粒子間力の距離依存性を測定した結果を図 2 に示す。詳細は当日発表する。

F-13

様々な軸比の楕円体粒子が作る構造
九大院理 A

松元大吾A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

これまでコロイド分散系の研究は主に球状粒子を用いてなされてきた。近年、棒状や円盤状









 

 !"などの形状に異方性のある粒子を用いた研究が盛んに行われている。異方性粒子では等方的な密充填が困難なため、球状粒子と異なる構造が形成されることが期待される。例えば、１成分の楕円粒子はガラス相を示すことが報告されている。本研究では球状ポリスチレン粒子を熱変形させて作成した楕円粒子を用い、軸比や密度を変化させて楕円粒子系の示す構造を調べた。
図１ (a) に軸比が２の楕円粒子系で観察された構造例を示す。近距離で配向の相関を持って粒子が分散していることがわかる。それに対し軸比が大きい (b)、(c) では配向の揃った比較的大きな領域が観察された。詳細は当日発表する。

67

F-14

相分離リポソームの突起形成
九大院理 A , 東京農工大 B

祐下岳志A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A , 柳澤実穂 B

飽和脂質、不飽和脂質、コレステロールからなる三成分リポソームはある温度以下で相分(a)

離し、ドメインを形成する。その際、均一系でForce [pN]は取り得ない形状を準安定的かつ自発的にとり得ることが報告されており、相分離と変形の関係に興味が持たれている。本研究では、相分離

リポソームを強制変形させ、相分離と変形の様

Fmax

3
2
1
0

4
6
8 10 12Distance between beads [µm]子を調べた。

リポソーム内にシリカ粒子を二個内包させ、それらを光ピンセットで捕捉し内側から引っ張(b)

ることでリポソームを変形させた。その結果

Force [pN]

二種類の異なる変形パターンが現れることを発見した（図）。(a) の場合、突起を形成する
ためにはエネルギー障壁を超える必要がある

ため、突起形成時に F max が現れる。一方、(b)

2

1
0
2
4
6
8
10
Distance between beads [µm]のようにドメイン間にすでに細いくびれが存在する場合、そのくびれから突起が生成される。このため連続的な変形が可能であり、F max

が現れないと考えられる。詳細は当日発表する。

F-15

3

ᅗ㸬┦ศ㞳࣏ࣜࢯ࣮࣒ࢆᙉไኚᙧࡉࡏࡓ᫬ࡢ
ࣔࢹࣝᅗ࡜ࡑࡢ㝿ࡢఙࡧຊ᭤⥺㸬

動的密度汎関数理論による剛体分子液体の研究
九大院理 A

岡次聡A , 吉森明 A , 吉田紀生 A

（目的）

（応用）

動的密度汎関数理論 (TDDFT) を分子液体に拡張する。TDDFT とは自由エネルギー汎関数

2 原子分子の原子間の相互作用は剛体球を考え、回転運動をしない (回転モーメントが無単純液体で成功している。分子液体の扱いとし

時刻 t=0 での非平衡状態から平衡状態までから密度場の時間変化を計算する理論であり、て、原子ごとに相互作用を定義した相互作用点限) 場合について数値計算を行った (下図)。
の密度場の時間変化を計算することができた。

モデル (ISM) を用いる。また拡張された理論

を 2 原子分子に応用し、理論の妥当性を明らか
にする。
（理論）

射影演算子法により ISM に拡張された TDDFTの式は、∂ρa (r, t)∂t! "!
! δβF [ρa (r, t)]=
D dr! [∇ · Mtot
ab (r, r )] · ∇δρb (r! , t)bとなる1 。ここで ρa (r, t) は原子 a の密度場、D!
は拡散係数、Mtot
ab (r, r ) は分子内の拘束条件、F [ρa (r, t)] は自由エネルギー汎関数を表す。

1 Akira Yoshimori:Journal of the Physical Society of Japan 80 (2011) 034801

68

F-16

円環上を運動する微粒子の流体相互作用による集団運動
九大院理 A

大久保省吾A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

液体中の微小物体には物体間に周りの流体をイズ比の違いによる集団運動に注目して、大きす。これまで、我々は、ホログラフィック光ピ

子のサイズを変えることによる運動の遷移の様介した相互作用が強く働き、興味深い運動を示

い粒子 (粒径 3µm) のサイズを固定し、小さい粒ンセットにより作製したリング光渦を用いて、子を、オセーンテンソルを用いたシミュレーショ

水中に分散した複数のコロイド粒子を、同一円

ン及び実験により調べた。詳細は当日発表する。

周上で周回運動させた系での集団運動の研究を行ってきた。この系は、光による駆動エネル
ギーの注入と周りの流体へのエネルギー散逸を伴う非平衡開放系であり、粒子数・粒子サイ

ズ・初期配置等のパラメーターを変化させることで特徴的な集団運動や動的なクラスター構造 



が誘起される。

例えば、３つの同径粒子 (粒径 3µm) を周回運

動させると図 1 のようなリミットサイクル運動が起こる。一方、大小二つの粒子（粒径 3µm と2.5µm）混合系では図２のようなアクティブクリ 
 !"#$%&'''' ( '') *+,-スタルが形成される。そこで、今回はこの粒径サF-18

遊走微生物懸濁液中のゆらぎと力学応答の測定
九州大学大学院理学研究院 A

諸留寛大A , 栗原喬 A , 水野大介 A

平衡状態において常に成立する「揺動散逸定

じめとするメソスケールの力生成体により駆徴付けることができる。本研究では遊走微生物の非平衡挙動を究明するための基礎となる。

理」の破れを観測することで系の非平衡性を特動される複雑物質 (アクティブソフトマター)

懸濁液中にコロイド粒子を分散させて、そのゆらぎと力学応答の関係を調べた。光捕捉に用いるレーザー光を変位させることで、コロイド
粒子に正弦的に振動する力を印加しつつ、別の固定レーザーの回折を利用して同じ粒子の変位応答 (active マイクロレオロジー:AMR)や自発的なゆらぎ (passive マイクロレオロ
ジー:PMR) を観測した。その結果、ゆらぎと力学応答が低周波域 (¡10Hz) で一致せず、当該周波数域において揺動散逸定理が成立しないことを見出した。この成果は遊走微生物をは

69

F-19

遊走微生物が生み出す非平衡揺らぎの統計分布
九大院理 A , オックスフォード大学 B 栗原喬A , 有留 真人 A , Heev AyadeA , Irwin

ZaidB , 水野 大介 A

多くのアクティブマターや生体システムで在する力生成体の数によって主に決定される。

の働きによって、力学的に非平衡な状態に駆動

ド粒子の粒径を系統的に変化させて実験を行っは、熱的な揺動力とは起源を異にする力生成体

そこで力生成体（遊走微生物）の濃度やコロイされている。本研究では、こうした非平衡な系

たところ、揺らぎの分布が Gauss と Levy の間の単純なモデルである遊走微生物懸濁液中にコを連続的に移り変わる様子が確認された。しかロイド粒子を分散させ、その軌跡を観測し、揺も、その分布形状は Truncate された Levy 分布

らぎの確率分布を求めた。非熱的な揺らぎは揺の理論予測と定量的に合致することが示された。

動散逸定理によって規定されないために、広い裾野を特徴とする Levy に近い非ガウス的な分布を示した。厳密には Levy 分布の分散は発散

するが、現実の系では、力生成体や粒子のサイズ効果により分布が truncate される。今回我々は、力生成体を有限なサイズを持つ力の双極子としてモデル化することで、Truncate された

Levy 分布の理論式を見出した。Truncate された Levy 分布の形状は、コロイド粒子と力生成
体の径の和によりスケールされる空間中に存

F-20

フィードバックマイクロレオロジーを用いたソフトマターの力学挙
動観測
九大理 A , 九大院理 B , 東大生研 C
輝 , 水野大介
C

本田菜月A , 西澤賢治 B , 有賀隆行 B , 柳島 大

B

細胞内では、モーターたんぱく質等によるていることを確認できた。（force clamp）。当出されている。細胞は主に柔らかい物質（ソで、外場によって牽引されるプローブ粒子に現力生成のために巨大なゆらぎや流動場が生み日はアクチン溶液やコロイドガラス溶液内部

フトマター）から成っており、わずかな駆動にれるゆらぎと応答のふるまいについて議論する。

より非平衡状態となり、その特性を大きく変化させる。その詳細なメカニズムを解明するには、メゾスケールの緩和挙動を広帯域で計測

Quadrant
photodiode

できる、光ピンセットを用いたマイクロレオロ
ジー法が有効である。特に、外部から制御され

PID

Feedback
loop

た力学駆動を加えた環境下でのゆらぎと応答の観測が重要となる。ただし、生体ソフトマ

Piezo
stage

䜖䜙䛞 ᛂ⟅
Forceclampග䝖䝷䝑䝥ୗ

ターの特性は、光トラップが形成する微弱なポග䝖䝷䝑䝥ຊ⿵ṇ

AOD

テンシャルによっても影響されてしまう。そこで、本研究では、フィードバックを用い、光捕捉位置をゆらぎに対して高速に追随させた。これにより、実質的に光ポテンシャルが除去され

70

F-21

ゼラチン溶液のゲル化と相分離挙動
九大院理 A

山下祐太朗A , 鴇田昌之 A

我々は、ゼラチン‐ポリエチレングリコール

60(PEG)‐水３成分系について研究した。ゼラチ
ンは水に非常に良く溶解する高分子であり、ゼ50

ラチン水溶液は熱可逆的なゾル‐ゲル転移を示

１相溶液
温度  (℃)

す。一方、PEG 水溶液は室温領域よりも高温の領域で相分離する。我々は、これらを混合した

ゼラチン‐PEG‐水系で、室温の領域で相分離とゾル‐ゲル転移が同時に起こることを見出した。図１は、ゼラチン‐PEG1000-水系の相図である。曇点（○）とゲルの融点（●）をゼラチ

3020

ン濃度に対してプロットした。この系では、ゼラチンの低濃度領域では降温に伴い相分離が起

10

こり、ゼラチンの濃度を高くすると相分離よりも先にゲル化が起こる。この系に対して小角光

0

10

20

30

ゼラチン濃度  (wt%)

散乱測定を行ったところ、ゲル化が相分離構造の成長に強く影響することが明らかとなった。
詳細は当日報告する。

F-22

40

図１：ゼラチン‐PEG1000(10wt%)水溶液
系の相図．曇点(○)とゲルの融点(●)を
ゼラチンの濃度に対してプロットした．

界面活性剤水溶液の臨界挙動
九大院理 A

清田翔A , 鴇田昌之 A

界面活性剤は 1 つの分子内に疎水基と親水基を有する両親媒性物質である。多くの界面活性剤水溶
液は、温度上昇に伴い相分離をしめす、いわゆる下部臨界完溶型（LCST）の相図を示すことが知られている。本研究では、代表的な非イオン性界面活性剤である Triton X-100 の相挙動及び添加塩の効果を解明することを目的に研究を行った。最初に、Triton X-100 水溶液の相図を決定した。
まず、濃度の異なる水溶液の温度を上昇させる過程において曇点を決定し、LCST 型の相図が得られた。いくつかの水溶液を曇点以上に昇温し、濃厚相と希薄相の体積比を決定したところ、この測定で得られた相図は二相共存曲線にほぼ一致していることがわかった。このことから、この試料の臨界点は Tc = 338.58 K φ c = 5〜6wt ％ であることがわかった。また、この臨界点をもとにして求まる臨界指数は、平均場理論に近い値が得られた。さらに本研究では、無機塩および有機塩を添加した場合の相図の変化についても報告する。

71

著者索引
著者

講演番号

ILD ECAL group
Irwin Zaid

B-19
F-19

赤司健太

C-12*
B-2 B-3

秋山陽平
東純平

B-1
C-13
D-19

安仁屋勝

アベ松賢一

D-9 D-10 D-11
C-21 C-22 C-23

荒井賢三

A-9
F-20
F-19

あ

秋山陽平
浅野貴行

有賀隆行
有留真人
い

飯田隆吾

家永紘一郎

D-8
F-2 F-4

家永絋一郎
五十嵐洋一

F-3
B-6

池田博一
池野正弘

B-16 B-17
D-9
B-9 B-16 B-17

石井啓文
石井優大

C-12
A-16 A-17 A-18 A-19* A-21

石崎龍二
石渡洋一

E-8*
C-12
C-12

市川聡夫

一政遼太郎

D-6 D-19
A-9*

伊藤昌和
稲垣祐次

C-8 C-10 C-15 C-18
F-2 F-3 F-4 F-5 C-12 C-13
F-10 F-11 F-12 F-13 F-14 F-16

岩下芳久

B-10

植木雄哉

A-8*

上野一樹
上野智哉

B-6 B-7 B-9 B-16 B-17
E-20*

上野翔

上野裕輔

B-18 B-19
F-3* F-4
F-2

植松銀河
牛尾国久

C-5*
B-2

牛尾国久
内田智久

B-1* B-3 B-11
C-22
B-9 B-16 B-17

采女尚武

C-12
E-17

池田昌弘

石橋幸治

岩下靖孝
う

上野友輔

宇田聡

内海有希

i

梅津理恵

Y. H. Wu

C-7 C-16 C-17 C-19 C-21
C-12

上床美也

C-14

江碕翔平

江藤徹二郎
衛藤竜一

D-5
E-21 E-22 D-18
B-11 B-12

Petr Evtoukhovich
Leonid Epshteyn
遠藤

B-6
B-6
E-16

え

遠藤隆

E-15

生出秀行
大石雅人

B-10
B-6* B-7
E-18 D-20*

大久保省吾
大河内豊

F-16*
A-4

大隅秀晃

E-23* E-24
C-19*
D-21

お

大石航

大園康介
大塚一輝
大塚哲平
大藤あゆみ

F-2 F-4
C-3
E-19*

巨海玄道
大村詠一

E-21* E-22
E-1

岡崎竜二
岡次聡

D-18
D-9*
F-15*

岡部京太
岡部弘高

C-6*
E-7

岡本彗太
小田垣孝

B-9
C-9
G-1*

音野瑛俊
鬼岩京平

B-10
D-6

小野綾華
小野雅臣

D-7
B-19
A-7

小野勝臣
小野雄馬

A-6 A-8 A-11* A-13
C-3

折原宏

F-9

郭儷怡

B-2*

郭儷怡

E-23 E-24
B-1 B-3 B-11
D-17*

大西紘平

岡田陽平

奥田哲治

小野裕明

か

角縁進

KO Chunhsun
柏浩司

A-18
B-10

金谷佳尚

B-13* B-14

片山領

ii

鹿又武

鎌田裕之

C-7
A-24

神山崇

Rajiv K. KALIA

E-19
F-1

河江達也
川越清以

F-2 F-3 F-4 F-5 C-12 C-13 D-21 D-22
C-6
B-6 B-7 B-8 B-16 B-17 B-18 B-19

河村隆弘

F-4*
F-11 F-12*

川北直史
川崎洋輔
き

菊池之宏

A-13*
D-3*

北口雅暁
北村徳隆

B-10
B-10
B-12

木田徹也
木村崇

C-12
C-1 C-2 C-3 C-4 C-5 C-6

木村真明

A-25
F-7 F-10 F-11 F-12 F-13 F-14 F-16
B-19

岸木敬太
北原龍之介

木村康之

CALICE-Asia group
清田翔

金道浩一

F-22*
C-8 C-15

く

久野良孝

Anatoly Kulikov

B-6 B-7 B-8
B-6

Chris Saunter
Benjamin Krikler
栗原喬

F-8
B-6
F-18 F-19*

桑原脩人

C-10*

Dmitry Grigoriev

B-6

ぐ
こ

香野淳

C-20

河野通郎
高良明英

A-16 A-17* A-18 A-19 A-21
A-22
F-1

古浦新司
高力孝

B-16 B-17
B-16 B-17

古賀絵美

E-18*
E-15
B-11 B-12

河野宏明

古賀圭樹
小島拓郎
固武慶

小山晋之

A-6
B-19
D-17

小山佳一
近藤晃弘

C-8 C-14 C-15 C-16 C-17 C-19 C-21 C-22 C-23
C-8 C-15

近藤慎一郎
近藤洋介

D-7
B-13 B-14

小寺克茂

ご

iii

五反田修平

B-13 B-14*
D-12 D-13* D-14 D-15

後藤善友

F-9 E-12* E-14

崔暁敏

C-1
A-18
B-6

後藤岳
さ

斎藤卓也
齊藤直人
齊藤直人
境祐二

B-16 B-17
D-1*
A-18

坂上貴洋
榮大輔

F-17 E-5
B-2 B-3

榮大輔
坂口聡

B-1
B-10
B-11

坂口聡志
坂本健

B-12
D-12 D-13 D-14* D-15

坂本英之
坂元康剛

B-7
C-3*
C-13*

相良建至
佐々木修

B-4 B-5
B-16 B-17

佐々木悠太
佐藤朗

D-17
A-15*
B-6 B-7

佐藤琢哉
佐藤裕樹

D-8*
F-9*

佐藤由昌

D-21* D-22
C-8* C-15 C-18
D-9

斉藤夏海

榊原理紗

坂本美智子

佐々部悟

佐野紘晃

Sahara
沢田正博

Sanghyun Lee

D-1
E-19

し

重田出

C-7 C-8 C-9 C-10 C-15 C-18
C-9*

篠崎文重
嶋田充宏

D-5* D-6
B-10
A-20* A-25

島元世秀
清水裕彦

E-13
B-10

清水良文
下境田光希

A-20 A-25
D-8
C-11*

Shiu-Hang Lee

F-1
A-11

重松理史
嶋達志

志村努

下條冬樹

庄司多津男
白濱弘幸

E-8
E-1
B-16* B-17

新島賢人

E-15*

調翔平

iv

じ

徐興亮

E-19

John Girkin

F-8

す

末崎幸生

E-10*

管野淳平
杉野智昭

B-18 B-19
A-16 A-17 A-21*
B-10

祐下岳志
鈴木孝至

F-14*
D-18

鈴木健
鈴木博

鈴木博之

A-25
A-5
D-21

S. Agrestini
須藤裕司

C-12
B-18 B-19

角直幸

角野浩史

B-18 B-19*
B-10*
B-10

関義親

B-10

平敦志

高以來優

C-21*
B-4 B-5*
C-4*

高尾秀明
高木響子

B-11 B-12*
E-1*

高倉将一
高田弘樹

E-18 D-19* D-20
E-23 E-24
F-2* F-3 F-4

高田秀佐

高橋健太郎

B-18*
F-10*

高橋弘紀
田上真伍

C-21 C-22
A-16* A-17 A-18 A-21
A-20 A-25

滝脇知也
竹岡賢佑

A-6
E-17*

竹下徹

竹中將晃

B-19
A-25
E-17

武久悟之
竹本義夫

E-4*
E-13*

田尻恭之
田中元気

C-20
C-15*
B-10

田中秀吉
田中聡一

D-5
B-8*

田中直生
田中真伸

D-22*
B-9

末原大幹

住田寛樹

せ
た

田尾成章

髙島千鶴

高橋純一

武智麻耶

田底知也

v

田中真伸
田中雄貴

B-16 B-17
A-3*

谷口貴章
谷口雅樹

D-1 D-2
D-1

田丸昇

田村優太

D-18
F-11* F-12

Daniel Jeans

B-19

だ
つ

K. D. Tsuei

C-12

辻井宏之

F-2 F-3 F-4
E-2*

辻伸泰

D-4
D-6
D-4 D-16

辻章太郎
常岡拓哉
鶴田一樹
て

鄭旭光
手塚啓

E-19
A-7*

寺井弘高
寺崎一郎

D-5
D-18

寺田大将
寺田教男

D-4
C-7 C-10
B-2

寺西高

B-1 B-3 B-11

出口博之

C-20 D-17

東城順治
鴇田昌之

B-6 B-7 B-8 B-9 B-16 B-17
F-21 F-22 E-2

徳永将史
富田龍彦

D-12 D-13 D-14
B-18

富永広貴
富成征弘

E-10 E-11*
D-5
A-14 A-22*

鳥居周輝

E-19

中居勇樹

B-6 B-7*

中尾幸

中島弘道

E-5*
D-7

中田

E-16
F-17 E-5
F-1

寺西高
で
と

豊川将一
な

中西秀

Aiichiro NAKANO
中村純

A-17 A-18
E-23 E-24

中村隆司
中村美紗

B-13 B-14
E-21 E-22 D-18
D-18

長井達三

E-22 A-9
E-9

中村聡

中村文彦
中村理央

vi

長澤翼

長瀧重博

B-16 B-17*
A-6 A-11

長屋智之

那須俊一郎

F-9 E-12 E-14
A-1*

生天目博文
成清義博

D-1
E-12
B-4 B-5

南任真史

E-7
C-12

奈良重俊
鳴海孝之
に

新名孝斎

B-11* B-12
C-8 C-18*

西口創

西澤賢治

B-6 B-8 B-9C-7 C-9
F-20

西村充貴

西村昇一郎

F-5*
B-16 B-17

西村太樹
西涼太

A-25
C-15

貫田周吾

E-14*

根本祐一

D-21

野上達也
野田常雄

D-6
E-21 E-22* A-10 A-12 D-18

野村明子
野村清英

C-7
E-3 E-4野村竜也
則松恭彰

C-4 C-5 C-6
B-2
B-1 B-3* B-11

野呂哲夫

B-11 B-12

萩原亮

D-17

橋爪健一
橋本正章

F-2 F-4A-6 A-7 A-8 A-9 A-10 A-12 A-13

蓮尾斎彦
秦浩起

D-22
D-3
E-8

濱岡翔太
濱口敦

E-8
E-23 E-24*

濱元健一
林達也

B-4 B-5B-2 B-3
B-9

林田晃太朗
林田晃太郎

A-10*
A-12

林慶大

B-1
B-11
E-7

西井上創羅
西迫裕也

ぬ
ね
の

則松恭彰
は

長谷川泰正

林慶大

林慶大
原一広

vii

原田湧気
原正大

D-10*
D-1 D-2

原諒平

針尾健介

E-6*
C-20* D-4

春森浩平

C-9

Priya VASHISHTA

F-1

伴忠彦

B-4* B-5

パクドンヒョン

F-17*

東直

東美恭

B-10
E-17

樋口卓也
日高芳樹

D-8
E-7

日出柄誠

C-1* C-5
D-12 D-13 D-14 D-15
F-19

ば

ぱ
ひ

日夏幸雄

Heev Ayade
平井寛人

B-18
A-14*

平野詠大
廣井政彦

D-11*
C-7 C-8 C-9 C-10 C-15 C-16 C-18 C-19
E-16*

広田克也

B-10

胡少杰

C-4

胡少杰

深尾祥紀

C-5
B-6

福島和洋
福多貴大

E-1
B-2 B-3
B-1

福田光順
福田遼平

A-25
A-6* A-8

藤井伸平
藤田訓裕

C-11
C-18
B-4 B-5

藤本信一郎
藤本正行

A-13
A-10 A-12

藤本祐太郎
船久保公一

C-7*
A-3
D-21

古谷次郎

A-24*

堀部純平

D-16*

平河優真

廣江
ふ

福多貴大

藤井宗明

古谷圭一
ほ

本田菜月

F-20*

毎熊将嗣

D-18*

前田賢

E-7*
D-12* D-13 D-14 D-15

ま

前田和也

viii

前田翔

前田幸重

D-6*
B-13 B-14

牧瀬圭正
牧野広樹

D-5 D-6
A-5*

真木一

町田真美

E-18 D-19 D-20
A-18*
A-12

町田光男
松尾

F-7
E-16

松岡良春
松崎浩二

F-7*
A-7 A-10 A-12*
D-2*

松崎昌之
松田達郎

E-20 A-23
E-17

松林和幸
松本

C-14
D-12 D-13 D-14 D-15*
E-16

松本琢磨
松元大吾

A-14 A-15 A-25
F-13*

松本泰道
真中浩貴

D-1 D-2
C-14*
C-7

Manfred Fiebig

F-6*
D-8

牧山隆洋

松尾康秀

松平和之

松本佳大
丸谷雄太
み

三浦良雄

C-9
F-1*

水野大介
三井好古

F-18 F-19 F-20
F-6 E-9*
C-16 C-17 C-19 C-21 C-22 C-23

滿永大輔
三橋和彦

C-16
F-8*

美藤正樹
三原智

C-20 D-4 D-16 D-17
A-15 A-22 A-25
B-6 B-8 B-9

三部勉

三宅厚志

B-6 B-16 B-17
D-12 D-13 D-14

宮崎修次
宮崎泰樹

E-11
C-22*
B-18

宮嶋陽司

D-4

森重順平

E-3*

森村隆夫
森本光

D-7
A-2*

諸冨大樹
諸留寛大

C-13 D-21
F-18*

家形諭

C-2 C-6

三澤賢明
三谷尚

蓑茂工将

宮崎陽平
も

や

ix

柳澤実穂
柳島大輝

F-14
F-20

柳順之

八尋正信

E-15
A-14 A-15 A-16 A-17 A-18 A-19 A-21 A-22 A-25

山内徹

山口博史

C-7 C-9
E-19
B-6 B-7 B-9*

山口裕幸
山口祐幸

B-4
B-5

山下了

山下祐太朗

B-10
C-23*
F-21*

山田崇人
山根悠希

B-10
A-23*

山野井一人
山本勇

C-2
D-19

湯葢邦夫

C-7

横王子穂香

F-5

横山晴道
吉岡瑞樹

C-2*
B-10
B-6 B-7 B-8 B-10 B-16 B-18 B-19

吉田武史
吉田紀生

D-4*
F-15

吉田学立
吉永総志

B-7
D-14
C-17*

吉峰裕貴
吉森明

C-16*
F-15 E-6

米村浩司
米本隆裕

A-17
A-4*
D-7*

吉岡瑞樹

B-17

Y. F. Liao

C-12

山口悟志

山下美咲

ゆ
よ

横谷有紀

吉津法隆

米本透
り
わ

分島亮

D-12 D-13 D-14 D-15

渡邉慎

C-22
A-25*

渡辺和雄

*印は登壇者x