会場 A
素粒子論、理論核物理、実験核物理、宇宙線・宇宙物理

A-1

レプトン稀崩壊探索実験で期待されるニュートリノ振動パラメータへのインパクト
九州大学高等教育開発推進センター A , 九州大学大学院理学研究院 B
A

小島健太郎

, 澤中英之B

レプトンセクターの世代混合の tri-bimaximal 混合パターンからのずれ, 及び，ニュートリノの質
量階層構造に着目し, ニュートリノ振動パラメータがレプトン稀崩壊現象の予言にどのような影響を与えるか議論する.
ニュートリノの質量階層性により，未観測の原子炉ニュートリノ振動角度に対する各レプトン稀崩壊現象の分岐比への依存性の特徴的な違いが理解された．
その結果を用いて, 今後のレプトン稀崩壊探索の期待されるシナリオにおけるニュートリノ振動
パラメータに対する示唆を議論する.

1

A-2

Cascade Hierarchy in Grand Uniﬁed Theories
九大高推セ A , 九大理 B , 阪大理 C

小島健太郎A , 澤中英之 B , 高橋亮 C

近年の高エネルギー実験及びニュートリノ振動実験の発展は,・クォークセクター: 6 種のクォークの質量及び世代混合を表す CKM 行列
・レプトンセクター: 3 種の荷電レプトンとニュートリノの質量及び世代混合を表す MNS 行列に関し, 多くの知見をもたらしている. これら素粒子のフレーバー構造は, 素粒子標準理論 (SM) に
おいては湯川行列により与えられる. SM における湯川行列はそれぞれ独立に設定できるフリーパ
ラメータであり, その構造の起源は不明である. 素粒子物理における最も重要な課題の一つは, 実
験で明らかにされてきた低エネルギーのフレーバー構造を湯川行列の構造へ還元し, 更にその湯川行列の構造を与える, フレーバーの起源を支配する物理を明らかにすることである.
クォーク及び荷電レプトンは, 世代ごとに階層的な質量を持つ. このことは, ナイーブには対応する湯川行列が階層的な構造を持つことを示唆している. クォークセクターにおいては, 階層的な湯川行列は小さな混合を持つ CKM 行列と相性が良いことが知られている. 一方, MNS 行列の持つ大きな混合角を階層的な湯川行列の構造から理解するのは一般的に難しいと考えられてきた. しかしながら, 近年の理論的発展により, ニュートリノ湯川行列にカスケード型と呼ばれる特徴的な階層構造を適用した場合, 実験と無矛盾にレプトンセクターのフレーバー構造を実現できることが明らかになった [N. Haba, et al., arXiv:0804.4055 [hep-ph]].
当研究では, カスケード型の階層構造をクォークセクターの湯川行列にまで拡張し, 更に大統一理論 (GUT) との整合性を議論する. カスケード型の湯川行列を現在の実験と無矛盾に GUT へ埋め込むには, その階層構造が強く制限される. この制限された階層構造を, 対称性で実現する試みについても議論する.

A-3

ダイソン型ボソン写像法を用いた中性子過剰 Ti, Cr isotopes の基
底・低励起状態の研究
国際医療福祉大学 A , 九州大学 B

安本誠一A , 高田健次郎 B

多準位系の全殻模型空間での殻模型計算は，核子数が増えるにつれてとても困難となる．そのような多次元系に対しては，私たちは殻模型空間を小さな集団的空間へ切断しなくてはならない．これを行うために，ダイソン型ボソン展開を実行し，少数の集団的ボソン空間へとボソン自由度を切断する．その結果，私たちはダイソンボソンハミルトニアンを集団部分と非集団部分へと分けることができる．このボソン展開のもとで行われた計算は，これまでに sd-と pf-準位の遇-遇原子核に対して，低励起エネルギー準位や電磁遷移確率などの実験値をとてもよく再現してきた．今回は，殻模型計算が困難な pfg-準位の一粒子準位が 5 準位での Ti，Cr アイソトープに対して計算を行った結果，これらの原子核の低励起エネルギー準位や B(E2) などの実験データがよく再現されることが示された．また，中性子過剰な原子核に於いても，よく実験データを再現できることが示された．これらの結果を発表する．

2

A-4

加速器質量分析の手法と開発
九州大学理学府粒子物理学講座 A

上地

健一A

大気中の 14C 濃度は冷戦時代の核実験により求される。現在はまだ、実験日によって比の値

それ以前の２倍にまで急増した。その後大気中にばらつきが生じており、この原因の調査と核実験が禁止され、1963 年をピークに（主に海システムの改良を進めている。講演ではこれ

洋への溶解によって）急激に減少している。こまでの開発の経過と今後の展望について述べる。

の変化は 14C の半減期 5730 年よりはるかに急大気中の14C濃度

なため、ここ 40 年程の試料について測定精度
1971年の種子

1 ％ならば 1〜数年の誤差で年代決定できる。
九大タンデムでは AMS（加速器質量分析）による精度 1 ％の測定を目標とし、上記の効果を

1989年の種子利用した地中散在種子の年代測定を計画している。図 1 に示すように、これまでに採取年代が既知の植物種子標本の測定を行い、目標が達成
1987年の種子されていることが確認された。

AMS では標準試料との交互測定によって同位体比の相対値を求めるが、信頼性の高い測図 1: 大気中核実験による 14C 濃度の急激な変化 (Bomb 効果 )定には絶対値についても安定性と再現性が要と種子標本の測定結果。縦軸は 14C 濃度、横軸は西暦を表す。

A-5

九大における天体ヘリウム−炭素反応速度測定の現状
九大院理 A , KEK 加速器 B

相良建至A , 寺西高 A , 藤田訓裕 A , 谷口雅彦 A , 五百

木崇博 A , 中野桂樹 A , 後藤昂 A , 岩淵利恵 A , 前田豊和 A , 二宮重史 B
天体 (Ecm =0.3MeV) における 4He+12C → 16O+γ反応速度の測定を、九大タンデム実験室で目指しているが、その現状を報告する。この反応は天体ヘリウム燃焼を支配するので、約 40 年前から世界各所で測定が試みられたが、未だに正確な測定値がない。測定方法には、 (1) 4He+12C →16O +γ反応の 16O 検出、（九大他) (2) 4He+12C → 16O+γ反応のγ検出、(3) 16N →β+16O*→ 4He+12C 崩壊の 4He+12C 検出、(4) 16O+γ→ 4He+12C、等がある。 方法 (3)(4) では逆反応断面積を測定するが、順反応断面積に換算する際に原理的問題がある。方法 (2) ではカスケー
ド崩壊の評価が原理的な難問、低いγ線検出効率が現実的な難問である。方法 (1) には原理的問題
はなく、バックグランド除去などの現実的問題だけであり、この方法だけが最終ゴールに行ける可能性がある。方法 (1) を採っているのは、独ルール大 G（Rolfs 他 1973〜）と九大 G(相良他 1994〜) だけである。

2008 年 2 月に、C. Rolfs 教授を 1 週間九大に招き、互いの実験を検討した。双方とも、方法(1) で Ecm=0.7MeV まで実験し、天体の 0.3MeV まで外挿する方針である。目下、ルール大では5MeV〜1.9MeV まで実験しており、九大は 2.4MeV だけで実験している。
九大ではこの 3 年間に新たな測定ができず、装置・手法の改造に追われた。新たに発生したBG の除去、標的量の増強、ビーム量の増強、絶対値評価法の確立などである。ようやく一巡し、12 月から測定を再開する。2.4MeV〜1.5MeV, 1.2MeV〜1.0 MeV, 0.85MeV〜0.7 MeV の 3 年計
画で進める。 これらの現状と、今後の測定計画を報告する。なお、膜なしヘリウム気体標的については、岩淵が報告する。

3

A-6

天体核実験のための膜なし He 標的の最終型と性能
九大院理 A

岩淵利恵A , 藤田訓裕 A , 相良建至 A , 五百木崇博 A , 後藤昂 A , 中野桂A樹 , 谷口雅彦 A , 寺西高 A

ル大学の標的の 4〜5 倍であり、天体核反応実

九大原子核実験室では、天体ヘリウム燃焼速
4

12

16

験に用いられるものでは世界最高である。

度を決定する He( C, O)γ 反応の断面積測定を Ecm =2.4〜0.7MeV で測定しつつある。低エネルギーの生成

16

この 4 He 気体標的の厚さを d ビームで正確O は薄膜で止まってしまに評価する。この膜なし標的と厚さの判った膜

うので、4 He 標的を膜なしで真空中に閉じ込めあり標的とに対して 4 He(d,α)d 後方散乱実験をる。実験に必要な標的厚さは 25Torr × 3cm で行い、α 収量比較から膜なし標的の厚さ（ビーある。

ム軸に沿った積分値）を算出する。

我々は吹き込み型膜なし気体標的を開発し、講演では最終型吹き込み型膜なし気体標的

さらに冷却したが期待ほど厚さが増えず、真空の諸機能と 4 He 標的厚さ実測について報告する。

排気系を改良するしかない、と昨年度判断した。
そこで、右図に示す最終型の膜なし標的を設計・製作した。冷却型と異なり、O リングを用いるので上流・下流の吹き込みギャップを最適値に調整できる。この標的と現有の排気系で、25Torr × 3cm の標的厚さが達成可能である。この厚さは、同種の実験をしているドイツ・ルー

A-7

宇宙初期における非一様ビッグバン元素合成
九州大学 A , 熊本電波高専 B , 東京大学 C

中村理央A , 橋本正章 A , 藤本信一郎 B ,佐藤勝彦 C
ビッグバン元素合成は、宇宙のバリオン密度を決定するのに重要な役割を果たしている。標準的なビッグバン元素合成では、「宇宙最初の 3 分間」で 4 He, D, 7 Li などの軽い原子核が一様に生成される。一方で、元素合成時期以前に起こった非一様なバリオン生成の下での元素合成計算も長年行われており、最近の研究では 92 Mo や 96 Ru などの重元素生成を関連しての議論が行われている。
本研究では、初期宇宙におけるバリオン分布が高・低密度領域に二分されている two-zone モデルにおいて、それぞれの領域での元素合成計算を行い、各領域でどのような元素が生成されるかを調べた。その際に、温度進化は一様であること、両領域間で核子拡散は無視できるものとした。
まず、16 O までの 24 核種を含む核反応ネットワークで元素合成計算を行った。その結果、高密度領域では、(1) 低密度領域に比べて早い段階で元素合成が始まる、(2) 4 He が過剰に生成される、(3) 11 C, 16 O 等も相当量生成される、などという結果が得られた。続いて、各領域で生成される
4

He, D の平均をとり、その値が観測値と一致する範囲内で、7 Be より重い元素がどの程度まで生成されるのかを調べた。その結果、4 He, D が観測と矛盾しない範囲内で、16 O の質量比が 10−7 程度生成され得ることが分かった。発表では、鉄より重い元素合成の可能性も含めて言及する。

4

A-8

超新星残骸 Cas A と非対称超新星爆発
九大理 A , 国立天文台 B , 早大理工 C

松尾康秀A , 橋本正章 A , 固武慶 B , 山田章一

C

Cassiopeia A (Cas A) とは、西暦 1681(±19) 年頃に超新星爆発した星の残骸のことである。この天体は我々の銀河系内で爆発した数少ない超新星であるため、これまで様々な観測がされてきた。
その中の 1 つとして興味深い観測がある。それは、爆発前には Si より重い Fe の方が内側に分布しているにもかかわらず、爆発し長年膨張を続けた現在では、逆に Si の方が Fe よりも内側に分布しているという観測である。またこの天体では明らかにジェット構造を持っているという観測がある
ため、非球対称爆発であると考えられている。
一方、理論的には超新星爆発してから数百年が経ち、超新星残骸となるまでに物質がどのように、またどの程度混合されるのかをシミュレーションし、その結果と観測を比較する、ということはほとんどされていない。
そこで今回、星の中心部は質点であると近似し、爆発エネルギーを人工的に、かつ非対称に加えることでジェット状爆発を再現し、その際にできる衝撃波を星の外側まで追い続けるシミュレー
ションを行った。そして衝撃波によってどのように物質が混合するかを調べ、上記のような超新星残骸の観測を説明できるかどうかを議論する。

A-9

大質量星の進化・爆発における p-process 元素合成
九大理 A , 熊本電波高専 B

西村信哉A , 橋本正章 A , 藤本信一郎 B

本発表では、大質量星の進化過程と重力崩壊型超新星において主に生成されると考えられる陽子
過剰な安定核である p 核の生成過程を議論する。p 核を生成するサイトとして、大質量星の進化過程とその後の超新星爆発に着目する。大質量星とは、太陽の質量を M¯ として、M¯ 以上の質量を持つ恒星のことである。このような大きな質量を持つ恒星は、進化の最後の段階で Fe グループ
組成のコア（Fe コア）を形成して、その後重力崩壊を引き起こし、超新星爆発に至る。爆発後は、物理的条件により、外層を吹き飛ばす場合や、つぶれてブラックホールになる場合など、いくつかのシナリオが考えられる。
我々の研究では、基本的には、恒星の自転や磁場の効果などが影響する、ジェット的に爆発するモデルを考える。具体的に計算としては、多次元シミュレーションによる非対称ジェット爆発を用いる。爆発における p-process は、衝撃波が酸素・ネオン層を通過するときに起こるが、星の進化過程で起こった s-process の生成物を種とする。したがって、星の進化過程でのヘリウム燃焼時のs-process を詳細に決める必要がある。それらを総合的に取り扱い、爆発前の星の進化における p核の生成量を見積もる。
また、近年、星の進化過程に依存しない部分である、超新星の中心付近での重元素合成が注目されている。従来は、r-process のみを主な対象として行われてきたが、新たな p 核生成のサイトとして着目されている。この点に関しても、ジェット爆発のモデルに関して議論を行う。

5

A-10

超新星のジェット状爆発と r-process 元素合成
九大理 A , 国立天文台 B , 早大理工 C

猿渡元彬A , 橋本正章 A , 固武慶 B , 山田章一

C

超新星爆発は元素合成や重力波などさまざまな分野に関わる重要な天体現象であり、これまで多くの研究が行われてきたが、その詳しいメカニズムは未だ明らかになっていない。近年、このメカニズムに対してニュートリノによる過熱が注目されている。星の内部で電子捕獲反応によって作られたニュートリノは星の外側で物質との相互作用によってエネルギーのやり取りをするが、超新星爆発でニュートリノによって放出されるエネルギーは爆発の 100 倍程度と考えられており、ニュート
リノが爆発に影響すると考えられる。一方最近では、超新星爆発のメカニズムに対し、回転と磁場が本質的役割を果たすと考えられている。また、電子捕獲反応や、中性子によるニュートリノ
の捕獲によって Ye が変化するため r -process への影響も考えられる。そこでニュートリノ輸送に

Leakage scheme を用い、重力崩壊以前の初期モデルに適当な回転を与え 2 次元シミュレーションを行ったが、爆発する結果は得られなかった。
しかし、このシミュレーションは磁場を考慮していない。そこで、今回は磁場と回転を初期条件として入れ、さらにニュートリノの効果を Leakage scheme を用いて重力崩壊とバウンスのシミュ
レーションを行った。

A-11

コラプサーモデルによる大質量星の磁気駆動ジェット状爆発と元素合成
九大理 A , 熊本電波高専 B , 国立天文台 C , 早大理工 D
BC

本信一郎 , 固武慶 , 山田章一

小野勝臣A , 橋本正章 A , 藤D

現在宇宙に存在する重元素がどのようにして作られたかを知ることは、宇宙の化学組成の成り立ちを探る上で非常に重要である。太陽質量 (M¯ ) の 10 倍以上の大質量星は、進化の過程で起こす核融合によって、中心に鉄のコア (Fe コア) を作る。その後、比較的軽い大質量星 (M < 25M¯ ) は、鉄の光分解に伴う重力崩壊の後、超新星爆発を起こし、爆発時の種々の元素合成過程によって生成された重元素は宇宙空間にまき散らされると考えられている。他方、現在、高エネルギー天体現象として注目を集めているガンマ線バーストの中心エンジンの一つとして、Collapsar model(Woosley1993) がある。これは、比較的重い大質量星 (M > 30M¯ ) が重力崩壊に伴い形成するブラックホールと降着円盤の系からのジェット状爆発であるが、その極端な非対称性から、特殊な超新星爆発モデルとして注目に値する。
そこで我々は、主系列段階で 70M¯ の星に関して Collapsar model に基づく磁気流体的ジェット状爆発の 2 次元シミュレーションを行った。また、星の進化から爆発までの組成変化を一貫して追うため、星の進化計算結果 (Hashimoto 1995) をもとに、進化過程での元素合成計算を、Kr までの

464 核種を考慮した核反応ネットワークを用いて新たに行った。これによって得られた星の初期組
成を用いてジェット内部での元素合成計算を行い、放出物質の組成を調べた。その結果、鉄グループを含む質量数 30<A<60 の元素が豊富に生成・放出されることが分かった。また、一部の中性子過剰元素が太陽系組成と比較してかなり overpruduct していることから、r-process 元素合成が起こっているかもしれない。講演では結果の詳細を示し、元素合成過程について議論を行う。

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A-12

クォーク・ハドロン混合相を考慮したハイブリッド星の冷却過程
九大理 A , 北大理 B , 京大理 C
藤本 正行

野田 常雄A , 西村 信哉 A , 橋本 正章 A , 巽 敏隆 C ,B

中性子星は超新星爆発時に生み出される高密度天体であり、その中心密度は核密度以上となる。このような高密度状況下での物質の状態は未だよくわかっていない。候補として、クォーク物質やクォーク・ハドロン混合相が考えられ、星のほとんどがクォーク物質からなるクォーク星や、中心部にクォーク物質の核があるハイブリッド星が考えられている。
中性子星の内部の状態を知る方法として、熱的進化が挙げられる。単独中性子星の場合は、その内部に熱源がなく、誕生時に蓄えられた熱を放出することで熱的に進化するが、その際に最も有効なエネルギー放射プロセスはニュートリノ放射である。通常の中性子星で起こりうると考えられる

Standard Cooling は、特殊な粒子や過程を含まず弱い冷却効果を示すが、PSR J0205+6449 等の観測結果を説明することができない。一方、クォーク物質は、強力なニュートリノ放射を示すことが知られているが、そのままでは強すぎるため Standard Cooling で説明できていた観測結果を説明できない。
本研究では、クォーク・ハドロン混合相を考慮し、中心部に混合相の核をもつハイブリッド星の冷却計算を行った。混合相を考慮することで、クォークによる冷却を適度な強さまで抑えることができることがわかった。

A-13

スピンネットワークの計算についてのコメント
熊大自然 A山下慎司A , 山本拓生 A , 矢嶋哲 A

正準な重力理論に現れる拘束条件を扱うための道具として、ループ重力理論ではスピンネットワー
クが用いられる。これはホロノミーを辺とし、不変テンソルを頂点とするグラフで表され、ウィル
ソンループを拡張したものとも考えられる。
ところでチャーン・サイモン作用を用いてウィルソンループの期待値を摂動的に計算した場合に、その展開係数が結び目不変量を用いて表されることが知られている。さらにこの手法をスピンネットワークに拡張した場合にも似たような結果が得られることがすでに報告されている。これらの結果に共通するのはどちらの場合においても正則同位な不変量が含まれているということである。
本研究ではこれらの結果を正準変数を用いて書き換えた。さらにある項を加えた場合の全同位な量との関わりについて考察するつもりである。

7

A-14

虚数化学ポテンシャルを利用した QCD 相図の解明
九大理 A , 佐賀大理工 B , 福岡教育大 CC, 八尋正信境祐二A , 柏浩司 A , 河野宏明 B , 松崎昌之

A

近年、RHIC や LHC における実験で宇宙初期を再現しようとする試みが行われている. 宇宙初期や中性子星の物理を理解する上で QCD の熱力学系を考える必要があり, QCD に基づくクォー
ク相図を得ることは重要な課題である.
有限密度領域では, 格子 QCD による第一原理計算が直接行うことができず, 有効模型による研究がなされてきた. これらの有効模型には不定性が存在し確証的な相図は得られていない [1].
一方, 化学ポテンシャルが純虚数の場合は格子 QCD 計算が行うことができる [2]. そこで我々は、虚数化学ポテンシャルにおける格子 QCD 計算に基づき, 有効模型の不定性をなくすことを考えた.
これまでの研究 [3] から, Polyakov-loop extended NJL(PNJL) 模型が虚数化学ポテンシャル領域における格子 QCD の結果を少なくとも定性的に再現する模型であることがわかった. 定量的に一致する点も多い. この PNJL 模型と格子 QCD 計算との比較を行い模型に含まれる不定性を取り除き, より信頼の持てる相図を描く.
参考文献[1] M. Stephanov, arXiv:hep-lat/0701002(2006).
[2] P. de Forcrand and O. Philipsen, Nucl. Phys. B642, 290(2002).
[3] Y. Sakai, K. Kashiwa, H. Kouno, and M. Yahiro, PRD 78, 034034(2008);
Y. Sakai, K. Kashiwa, H. Kouno, M. Matsuzaki and M. Yahiro, PRD 79, 076007(2008).

A-15

クォーク物質の虚数化学ポテンシャル領域での構造
九大理 A , 佐賀大理工 B , 福岡教育大 C
A

柏浩司A , 河野宏明 B , 松崎昌之 C , 境祐二, 八尋正信 A

有限温度・密度 QCD の相構造研究はハドロン物理学における重要な研究のひとつである。しかし、有限実数化学ポテンシャル (µR ) 領域では、第一原理である格子 QCD 計算が、負符号問題のために困難であるため正確な相構造を得るにいたっていない。そこで、格子 QCD 計算が可能な虚数化学ポテンシャル (µI ) 領域で様々な熱力学量を求め、その結果を関数形を仮定した上で µR 領
域へと外挿する研究が行われている [1, 2]。しかし、この方法では外挿の仕方に不定性が大きく、µR が大きくなるにつれ信頼性が急速に損なわれてしまう。さらに、カラー超伝導相のような大きな µR 領域に広がる相を調べる事はできない。そこで本発表では、QCD の持つ重要な性質である
カイラル対称性の自発的破れとクォークの閉じ込めを、近似的にではあるが両方とも議論できる
Polyakov-loop extended Nambu-Jona-Lasinio 模型 [3] を用いて µI 領域の情報からどのように µR
領域の情報を引き出し得るかを中間子質量に注目して報告する。

参考文献[1] P. de Forcrand and O. Philipsen, Nucl. Phys. B642 (2002) 290; Nucl. Phys. B673 (2003) 170.
[2] M. D’Elia and M. P. Lombardo, Phys. Rev. D 70 (2004) 074509; Phys. Rev. D 67 (2003)
014505.
[3] K. Fukushima, Phys. Lett. B 591 (2004) 277.

8

A-16

自発的 P-C-T 対称性の破れ、湯川結合の自然な階層性と強い CP 問
題
九大理 A

井上研三 A , 山津直樹A

量子色力学 (QCD) における有名な問題の一つが強い CP 問題である．ゲージ群 SU3 × SU2 × U1
ゲージ原理に基づく標準理論 (SM) や超対称標準模型 (MSSM) は空間反転 (P) と時間反転 (T) のg2

下での不変性を破るグルーオンの θ̄ 項 Lθ = θ̄ 64πc 2 ²µνλσ Gaµν Gaλσ , θ̄ ≡ θQCD + θQF D , の存在を禁止できない．さらに，θ̄ は実験から |θ̄| < 10−10 という制限があり，この小ささを素粒子の標準理論では説明できない．これは有名なトフーフトの自然さの問題である.

我々はこれまでに自発的な P-C-T 不変性の破れの可能な SU (1, 1) ホリゾンタル対称性を持つ超対称ベクターライク模型が低エネルギー有効理論とし最小超対称模型を実現することを示した．この模型のペッチャイ-クイン対称性 U (1)PQ は存在したベクトル対称性であり、アクシオンのない模型での強い CP 問題の解決が望まれる．
我々の模型での強い CP 問題の解決する θ̄ = 0 の自然な導出方法を議論する．まず，この模型は元々P と CP(T) 対称性を持つため，θQCD = 0 である．次に，θQFD に対して，ツリーレベル
tree
でのクォーク質量行列から θQFD
= arg det[MU MD ] = 0 (mod.π) を満たすためには，自発的なSU (1, 1) と P-C-T の破れを起こす真空期待値に関連する量に条件が付く：arg[²x ²3 ] = arg[²y ²03 ] =0

0 (mod. π), arg[hψ00F i] = 0 (mod. π/4). この条件が現れるのは SU (1, 1) 対称性の部分群 U (1)Htree
対称性が変換性を支配しているためである．次に，自発的な P-C-T の破れから θQFD
= 0 が満た
されると，量子効果を含めた θQFD に対しても θQFD = 0 が期待される．
以上から，アクシオンが現れない場合の我々の模型において強い CP 問題を解決するには，湯川結合の自然な階層構造と自発的な P-C-T の破れが重要な役割を果たすことが分かる．

A-17

Ep=392MeV における (p,pn) 反応測定
九大院理 A , 阪大 RCNPB , 宮崎大工 C , 筑波大理 D , 東北大 CYRICE , 共同実験者
F

今村拓己A , 野呂哲夫 A , 山田由希子 A , 若狭智嗣 A , 堂園昌伯 A , 松田祥英 A , 黒板翔 A , 江口祐一郎 A , 八嶋恵介 A , 畑中吉治 B , 岡村弘之 B , 民井淳 B , 坂口治隆 C ,前田幸重 C , 野中敦 C , 藤田規之 C , 安田裕介 D , 酒見泰寛 E , 吉田英智 E , 他８名 F

核内核力の情報を得るための手段として、１s 軌道核子のノックアウト反応がある。我々は阪大 RCNP において今年 4 月と 11 月に、(p, pn)1S1p反応の開発および本実験を行った。標的とした核種は 2 H, 6 Li,12 C の三種であり、各標的からノックアウトされた核子を中性子検出器（NPOL）と大口径スペクトロメータ（LAS）
SeparationEnergyを用いてコインシデンス測定を行い、各標的での断面積と Ay の反跳運動量分布を取得した。

・左上図
6Li(p,pn)スペクトル

今回の目的は 1p 軌道での (p, 2p), (p, pn) 反応を用いて Fermi 面付近で比較し、Impulse 近似

・右上図、右下図
断面積、Ayの反跳運動量分布の有効性を確認することである。
ま た (p, pn) 反 応 に お い て 世 界 最 高 のエ ネ ル ギ ー 分 解 能 の 測 定 が 可 能 に なった 。

9

A-18

(p,2p) 反応における核内 2 核子散乱の役割
九大院理 A

角剛典A , 緒方一介 A

典型的な (p,2p) 反応実験では, 入射エネルギー数百 MeV の陽子を標的核に入射させ, 運動エネ
ルギーを失った入射陽子と運動エネルギーを得て核外に弾き出された核内陽子とを観測する. このため, (p,2p) 反応は, 核内陽子-陽子散乱を直接的に観測する有力な方法として注目されている.
原子核が作り出す一体場の, 2 核子間の有効相互作用に与える影響 (媒質効果) を探る動機に基づき, 相対論的歪曲波インパルス近似 (RDWIA) を用いた研究が精力的になされており [1], 相対論効
果の重要性を示唆する結果が報告されている. しかしながら, これまでの研究において, 相対論的枠組みに限らず DWIA 計算に考慮されていない効果がいくつか挙げられる. それは, 核内 2 核子散乱が 2 核子の運動エネルギーの和が保存しない oﬀ-shell 散乱である点, 原子核が作り出す一体場によって, 入射・放出陽子の波が歪められ, 反応に関与する核内 2 核子散乱の運動学を一意に決定することができない点 [2] である. 本研究では非相対論的な DWIA を用い, これらの要素が (p,2p) 反応に与える影響を定量的に調べる. この研究は, 現在行われている相対論的枠組みに基づいた研究とは相補的であり, 前述の目的に基づく研究を遂行する上で重要な知見を与えると期待される.

DWIA 計算を実行する際に, 核内 2 核子散乱の散乱振幅をメルボルンの half-oﬀ-shell g 行列 [3]によって計算し, 核内 2 核子散乱の運動学を歪曲波に対する局所半古典近似 [4] を用いて正確に取り扱う. 本講演では, 実験データと計算値とを比較し, 上述の効果がもたらす寄与を議論する.

[1] T. Noro et al., Phys. Rev. C 77, 044604 (2008).
[2] K. Ogata, G. C. Hillhouse, and B. I. S. van der Ventel, Phys. Rev. C 76 021602 (2007).
[3] K. Amos et al., Adv. Nucl. Phys. 25, 275 (2000).
[4] Y. L. Luo, and M. Kawai, Phys. Rev. C 43, 2367 (1991).

A-19

RCNP 大口径磁気分析器の高分解能輸送行列の構築
九大院理 A , 阪大 RCNPB , 東北大 CYRICC

松田祥英A , 野呂哲夫 A , 田邉英規 A ,若狭智嗣 A , 山田由希子 A , 堂園昌伯 A , 竹田英光 A , 伊原エマ A , 今村拓己 B , 畑中
吉治 B , 岡村弘之 B , 民井淳 B , 清水陽平 B , 藤田訓裕 B , 為重雄司 B , 松原礼明 B , 石
川大貴 B , 吉田英智 C

核内の 1 陽子をたたき出す (p, 2p) 反応は、原

その結果ペンシルビーム入射に対しては分子核内の単一粒子状態を調べる最も直接的な方

解能が 2 倍改善する事を確認した。講演では法の一つである。この種の研究では、反応後の実用的な有限立体角での高分解能化のための原子核の状態をエネルギーの違いを利用して分輸送行列の構築とその結果について報告する。

離測定するため、測定の高分解能化により得られる情報は飛躍的に増す。
我々が実験を行っている大阪大学核物理研
究センター (RCNP) は 2 台 (GR,LAS) の磁気分析器を備え、(p, 2p) 反応を高精度で測定できる。それぞれの運動量分解能の設計値がδp/p = 1/37750, 1/5000 であるにもかかわらず、LAS の実測の分解能はこれまで 1/1000 程にしか達していなかた。

VDC

そこで、分解能悪化の主原因である多重散乱効果を低減するために真空膜を薄くし、検出器

大口径スペクトロメーター (LAS)(VDC) の再配置によって大気層も小さくした。

10

A-20

12

C(~p, ~n) 反応による 12 N のスピン双極子遷移の研究

九大院理 A , 阪大 RCNPB , 東北大 CYRICC
A

A

堂園昌伯A , 若狭智嗣 A , 野呂哲夫 A ,A相良建至 , 山田由希子 , 黒板翔 , 今村拓己 A , 下田広己 A , 末田雄大 A , 松田祥
英 A , 江口祐一郎 A , 八嶋恵介 A , 畑中吉治 B , 岡村弘之 B , 民井淳 B , 松原礼明 B ,石川大貴 B , 酒見泰寛 C , 長野哲也 C , 高橋利弥 C

スピン双極子 (SD) 遷移は天体核反応で重要なプロセスの１つであり、その強度分布はテンソル相関に関する知見を与える。SD 遷移の研
究には、スピン・パリティ(0− ,1− ,2− ) の分離・同定が不可欠である。そこで、我々は 12 C(~
p, ~n)
反応においてスピン・パリティに敏感な全偏極移行量を測定し、12 N の SD 状態を研究した。
実験はスピン励起が支配的な入射エネルギー' 300 MeV にて行った。出射中性子のエネル
ギー及び偏極度は我々が開発した中性子検出器/
偏極度計 NPOL3 にて決定した。
右図に散乱角度 0◦ における断面積及び全偏極移行量 Dij を示す。Dij の統計誤差が7%以下の精度のよいデータを取得できた。講演では、詳細な解析結果について報告する。

A-21

中高エネルギー核反応に対する微視的散乱理論
九大院理 A

蓑茂工将A , 河合光路 A , 緒方一介 A , 八尋正信 A

Glauber 理論は, 高エネルギー前方散乱の記述に有力な方法の一つである. 特に, 最近精力的な研究がなされている不安定核反応の解析によく用いられており, 成果を収めてきた. しかしながら, 中
間エネルギー領域では問題が生じている. 入射エネルギーが低くなってくると Glauber 近似は妥当ではなくなり, これに対して現状では現象論的な解決策が採られている [1]. これらの現象論的な手続きには理論的な根拠が示されていない. そのために我々は, 反応の微視的な記述を試みる.

Glauber 理論を微視的に考える際, 現実的核力の強い斥力芯が問題となる. 我々はその解決策として, 有効相互作用 τ の導入を提案する. まずは Kerman, McManus, Thaler の行った核子−核散乱に対する多重散乱理論の定式化 [2] に則り, これを核−核散乱のものへと拡張する. そうして, この核−核散乱に対する多重散乱理論を基礎とした Glauber 理論を展開し, 有効相互作用 τ を導入する. 強い斥力芯を持つような現実的核力ではなくこの τ を用いることで, Glauber 近似の条件をよく満たすことが期待される. 本研究は, 有効相互作用 τ を考慮することで Glauber 理論の仮定を妥
当なものとし, 中間エネルギーまで含めた非常に広範囲なエネルギー領域での核−核反応に対する微視的な散乱理論の構築を目指すものである.
今回の講演では, 主に核−核散乱に対する多重散乱理論の定式化を行い, 導入する近似の妥当性について言及する.

References[1] W. Horiuchi et al., Phys. Rev. C 75, 044607 (2007).
[2] A. K. Kerman, H. McManus, and R. M. Thaler, Ann. Phys. (N.Y.) 8, 51 (1959).

11

A-22

Nonlinear Sigma Model に現れる non-invariant な発散について
九州大学 A , 慶応大学 B

原田 恒司 A , 服部 望 A , 久保 博史A , 山本 裕樹 B

一般に、linear symmetry を持つ理論において loop correction を計算すると発散が現れる。この際現れる発散は、理論の symmetry の下で invariant な形をしている事が期待される。一方、Nonlinear

sigma model において 4 点 proper vertex を計算すると、non-invariant に見える形の発散が現れる。以前の多くの計算は、次元正則化を用いて行われているが、このような現象が正則化の方法に依存しない事を確かめるために、全ての量が well-deﬁned な格子正則化を用いた計算を行った。講演では、このような non-invariant な発散が現れる事と理論の対称性の関係についても触れる。

A-23

pd 分解反応における star anomaly の系統的測定
九大院理 A , 宮崎大工学部 B

八嶋恵介A , 江口祐一郎 A , 下田広己 A , 末田雄大 A ,黒板翔 A , 前田幸重 B , 相良建至 A

低エネルギー領域での 3 核子分解反応の断ろうと考え、系統的実験を開始した。

面積が、star の運動学条件で理論計算と 10〜

入 射 エ ネ ル ギ ー Ep =9.5MeV と Ep

30%程度合わない。低エネルギーでは 3 核子力の効果が小さく、不一致の原因は不明である。
スカラー量の不一致なので重大な問題である。

13MeV における D(p, pp)n 反応断面積を九大タンデム実験室で測定し、star での断面積を理論計算と比較した (図○)。また Ed =star とは分解反応からの 3 核子が正三角形の頂点をなして遠ざかる運動学的条件で、正26MeV(13MeV/A) における H(d, pp)n 反応
断面積も阪大 RCNP で測定した (図□)。α三角形がビーム軸となす角度を α と定義する。

が前方角での異常は、star 異常ではなく、新◦=space star と呼ばれる α=90 で、1980 年代から不一致 (space star anomaly) が報告されてたな QFS 異常と考えられる。α が中方角〜いる。2005 年にクーロン力を入れた pd 分解反で異なっているが、確認実験の必要がある。

後 方 角 で の star 異 常 が 9.5MeV と 13MeV
図

応計算がようやくなされ、精密で信頼度の高い

pd 反応実験による研究が可能になった。
過去に九大で測定した α=90◦ 近傍の結果を最近の計算と比較した (図●)。2006 年に Köln
大学グループが α=124◦ 〜180◦ でも異常があると報告した (図■)。我々は 0◦ < α < 180◦ における断面積異常を oﬀ-plane star anomaly と命名し、この異常の α 依存性からその原因を探

12

A-24

2

H(p, pp)n 反応における QFS 断面積の系統的測定

九大院理 A至

江口祐一郎A , 八嶋恵介 A , 下田広己 A , 末田雄大 A , 黒板翔 A , 相良建A

3 核子系の束縛エネルギーと核子-重陽子 (N d)
弾性散乱の反応断面積は、Faddeev 方程式に 2πは、Ep =9.5 MeV と 13 MeV で 2 H(p, pp)n 反交換型 3 核子力を導入することによって実験値

積を系統的に調べることを開始した。

応を測定し、pp-QFS とその近傍での微分断面を見事に再現できた。未だ再現できないスピン実験は九大タンデム加速器を用いて行って観測量や高いエネルギーでの観測量は、πρ 交換いる。加速した陽子を CD2 回転標的に照射型 3 核子力の効果を示唆している可能性がある。

し、分解反応により生じた 2 つの陽子を QFS

一方、3 核子力の影響が少ない低エネルギー条件に配置した多数の Si-SSD で同時測定すで、3 核子分解反応断面積が再現できない不思る。講演では、2 H(p, pp)n 反応の微分断面積測議な space star anomaly が以前から知られて

定結果および理論計算値との比較を報告する。

detect

いた。我々は pd 分解反応の star anomaly を調
べるうちに Quasi-free Scattering (QFS) 断面

p

積にも異常がありそうなことに気づいた。QFSとは、入射核子が標的中の一方の核子のみと散乱し、他方の核子があたかも傍観者として振るp

舞う運動学的条件である。

pn

近年、クーロン力を取り入れた 3 核子分解反d応の計算がなされ、精密実験が出来る pd 系の反応で詳細な研究が可能になった。そこで我々

13pdetect会場 B
領域 9，4, 宇宙線・宇宙物理

B-1

Si(111)7x7 表面上の In 置換吸着構造の STM 観察
九州大学

総合理工学府 A

渡邉

宜義A , Pavel KocanA , 栃原浩A

Si(111)7x7 上に In を 1/3 ML 室温で蒸着し、1(b)) に形成した (拡大図参照)。この三角形の

約 400 ℃で熱処理すると、(√ 3x √ 3)R30 °外周は F で囲まれており、F の組み換えが√ 3

構造 (√ 3 と略記) が形成するが、その微視的構造の形成において律速であると考えられる。

な形成機構は明らかにされていない。本研究では、熱処理温度に対する構造の変化を STM

5nm

5nm

により観察し、√ 3 の形成過程を調べた。Inを 0.1 ML 蒸着後、100 ℃で 5 分間熱処理しstep
Fた表面の STM 像を図 1(a) に示す。7x7 の積U
F

層欠陥半単位格子 (F と略記) 内にのみ In6 Si3

Á3

クラスターが形成している (拡大図参照)。さらに 300 ℃で 5 分間熱処理すると、テラス上U

では In6 Si3 が分解し、In 置換吸着原子の明(a) 100

るい輝点が F のみならず正常積層半単位格

Si

In
1. 5

子 (U と略記) にも観察された (図 1(b))。また、√ 3 構造がステップ上端の三角形領域 (図14(b) 300
In/Si(111)

STM

Á3

B-2

Cu(001) 表面上の Sn 吸着構造の LEED による構造解析
九州大学

総合理工学府 A岡本 晃典A , 吉田 学史 A , 水野 清義 A , 栃原 浩 A

単結晶金属表面に異種金属を吸着させること(01)

で，興味深い周期構造が形成されることがこれ(10)までの研究で明らかになっている．本研究では，
いまだ構造決定がなされていない Cu(001)-Sn-c(4×4) 構造について低速電子回折（LEED）による構造解析を行った．

150 eV

Cu(001)-Sn-c(4×4) 構造は，室温で Sn を
約 0.6〜0.65 ML 蒸着することで作製した．

Top view

噪1. Cu(001)-Sn-c(4·4)
LEED歯祉実執

図 1 に c(4×4) 構造の LEED パターンを示
す．STM 観察により考案された c(4×4) 構

Cross sectional view

造モデルを図 2 に示す．構造解析では，この: Over-layer Sn

提案されている構造モデルのほかに，被覆率: Substitutional Sn

が 0.25〜1 ML の間で類似した構造モデルについて構造解析を行った結果，最もよい信頼: 1st-layer Cu

度因子（Rp ）を示したのは図 2 に示すモデ: 2nd-layer Cu

ルで，最適化したその Rp は 0.46 であった．

B-3

噪2. Cu(001)-Sn-c(4·4) ├ 示視識
J.Lallo al. : Surf. Sci. 602 (2008) 2348.

微傾斜 SiC 基板加熱により作製したグラフェン上のアルカリ金属吸着構造の LEED による研究
九大総理工 A鈴木美由紀A , 林賢二郎 A , 水野清義 A , 栃原浩 A

SiC 基板を真空中で加熱すると、表面に数層のグラフェンを作製することができる。グラフェ
ンは炭素原子がハニカム構造を形成した安定性に優れた膜である。最近、グラフェンは Si 結晶より一桁以上高い電子輸送特性を示すという物性が明らかにされてきており、次世代電子デバイスへの応用が期待されている。本研究では、グラフェン上にアルカリ金属を吸着させ、低速電子回折(LEED) を用いて構造解析を行うことを目的としている。
実験には微傾斜 6H-SiC(0001) 基板を用いた。まず、チャンバー内に SiC 基板を導入し、1400 ℃
及び 1900 ℃で 30 分間の通電加熱による処理を行って基板上にグラフェン層を作製した。その表面に K 原子を蒸着させた。尚、蒸着は 5.0 × 10-10Torr 以下の超高真空中で行った。蒸着及び LEED
観察は液体窒素を用いて、試料を 80K に冷却した状態で行った。
低温 (80K) で K 原子を蒸着すると (2 × 2)-K の LEED パターンが得られた。この試料を 100 ℃
以上に加熱すると K 原子は脱離して、グラファイトの (1 × 1) の LEED パターンに戻った。また、室温で K 原子の蒸着を行うと LEED パターンは (1 × 1) のままだった。これらのことから、K 原子はグラフェンとの層間化合物を作っている状態ではなく、グラフェンの上に吸着している状態であると考えられる。K 原子の吸着構造を明らかにするために、回折強度-電子エネルギー依存性(I-V 曲線) の測定を行った。SiC 基板を 1400 ℃に加熱した場合と、1900 ℃に加熱した場合の I-V曲線を比較した。(01) などの整数次スポットは加熱した温度により相違が見られ、このことからグラフェンの層数などが異なると予想される。これに対して、(1/2 1/2) などの分数次スポットはよく似た I-V 曲線を示し、K 原子の吸着構造はどちらの加熱温度でも同じであると考えられる。

15

B-4

ZnO 薄膜/基板界面の超音波顕微鏡観察
九工大・工学府・先端機能 A

堅田翔A , 孫勇 A

1. 目的
ZnO 薄膜は圧電デバイスとして広く応用されているが、薄膜と基板界面での音波特性には不明な点が多く、より詳細な研究が期待されている。本研究では超音波顕微鏡を用い、ZnO 薄膜/基板
構造や基板だけの音速を測定し、音波伝播特性を調べた。

2. 実験方法
Ar スパッタリング法で ZnO 薄膜を Si とガラス基板上に作製した。基板温度を 133〜250 ℃の間に変化させ、30 分の成長時間で数μ厚さの薄膜が得られた。超音波顕微鏡 (SAM) を用い、室温で試料の音速を測定した。

3. 結果及び考察
薄膜分析から成長速度や結晶性などの特性が基板温度に依存することが判った。音速測定では、

ZnO/Si 基板構造の音速は Si 結晶表面の音速よりも大きく、ZnO/ガラス基板構造の音速はガラス
基板表面の音速よりも小さいことが判明した。実験結果より ZnO 薄膜/基板構造における音波伝搬速度は基板の特性に強く依存することとなった。

4. まとめ超音波顕微鏡観察は、ZnO 薄膜/基板構造の音波伝搬特性の評価に有効であることが分かった。
今後、ZnO 薄膜材料表面の音波特性も取り入れて ZnO/基板構造の音波伝搬特性を評価する必要
がある。

B-5

金属 Be 表面抵抗の温度依存性測定
九工大・工学府・先端機能 A

窪田正之A , 孫勇 A

金属 Be 表面抵抗の温度依存性測定

図１に金属 Be 表面抵抗率の温度依存性を示す。昇温、および降温それぞれに似たような

１. 研究背景および目的
現在、電子材料の極表面の抵抗率測定方法

特性が得られた。しかしながら、230（K）付近は確立されていない。一般的な抵抗率測定方法に降温測定の時のみ抵抗率が減少するような特は、電極を試料につけて測定するため、電界が性が表れている。

内部に侵入する。そのため、極表面の抵抗率測定は困難であった。マイクロ波および高周波を利用する非接触法もあるが、これらの手法も材料によっては深くまで侵入することがある。本
研究では、高周波電界を利用して、極表面の抵４. 結論

抗率測定を試みた。
２. 実験方法

SAW デバイスを利用して、その表面から漏れた高周波電界を試料表面に走らせ、電界と試料中のキャリアの相互作用により、極表面のこ の SAW デ バ イ ス の 非 接 触 法 を 用 い

抵抗率を算出する。測定デバイスと試料を真空て、金属 Be の表面抵抗率の測定をおこなっ

チャンバー中に設置し、温度を 20〜300（K）のた。その結果として表面抵抗率に対して温度範囲に変化させ表面抵抗の依存性を測定した。

依存性がみられた。そしてこの測定法は極表
面抵抗率測定に有効であることが示された。

３. 結果

16

B-6

Si 単結晶 Sb ドナー準位の温度依存
九工大・工学府・先端機能 A

寺司英昭A , 孫勇 A

Si 単結晶の Sb ドナー準位は温度にルギーが求まった。理論値が 32.9meV である依存する。この原因を解明するために、SAW デ

T2 準位が 18.2meV と 24.2meV に分裂していることが分かった。Si の不純物を含む結晶構造

1. 目的

バイスを用いて非接触的に測定を行った。

2. 原理・目的 SAW(Surface Acoustic Wave)とは固体表面付近にエネルギーを集中した形で伝播する音波である。電極に信号を入力すると、は、正 4 面体の方向に伸びた結合によって連なっ圧電体表面に沿って SAW が伝播する。伝播し発生し T2 準位の分裂を引き起こしたと考えら

た SAW は試料を通過し受信用の電極で電気的れる。

てできている安定なダイヤモンド構造をしている。しかし、温度の上昇につれ、格子に歪みが信号として検出される。SAW にはひずみ波と交流電界を含むが、実験では、ひずみ波と交流
電界の成分を分離するために圧電体と試料の間に空隙をもたせる Air gap 法という手法をとっている。20〜400K の温度範囲、50MHz の周波数で実験を行った。

3. 結果 Sb ドープ Si 単結晶の電気伝導率の温度依存性を図 1 に示す。縦軸は伝導率の相対値で、移動度の温度効果を除いた結果である。

4. 考察 電気伝導率の温度依存にアレニウス

5. 結論

プロットを適用すると図 1 に示した活性化エネ

B-7

Si 単結晶 Sb ドナー準位は温度に対して不安定であり、T2 準位が分裂して現れる。

Si 中 Au の連続回復過程で発生する Au 集合体
福岡工業大学 A

安岩A , 師岡正美 A

Si 中 Au の連続回復過程で Au 集合体が発生て、Au 集合体が発生するかどうかを調べた。

することはすでに報告した。今回主に、集合
体中の Au 原子数と回復時間の関係、及び回復

950 ℃の回復温度では、Au 集合体は殆ど発生しなかった。更に 930 ℃で回復でも同様に Au 集

温度依存性について報告する。予め 1150 ℃で合体が観測されなかった。即ち、Au 集合体が発90 時間 Au 導入した FZ-Si 結晶（初期金濃度 ）を、1150 ℃ 30 分再熱処理後、900 ℃領域に素生できる温度条件がかなり厳しい事が判明した。

早く移動し、900 ℃ 22.5h、90h、360h の回復を行った。回復試料の Au 濃度分布を SIMS 測定した。過飽和 Au は回復熱処理によって外側拡散分布を示し、表面から約 12 μ m より深い所では微小高濃度領域、即ち Au 集合体が発生した。発生する集合体数は回復時間と共に増加
し、SIMS 測定領域の直径 30 μ m 内で、10 μ

m の深さ当りそれぞれの回復時間で 12 個、17
個、24 個であった。更に、Au 集合体中の Au
原子数を求め、その分布の回復時間依存性を図に示す。発生した Au 集合体は回復時間と共に肥大し、原子数が増加すると言える。更に、回復の初期においては多くの新しい集合体が発生していることがわかった。次に回復温度を変え

17

B-8

シリコン結晶中における自己格子間原子のジャンプ相関
大分大学工学部 A

加藤之裕A , 沖野隆久 A

シリコン結晶中には自己格子間原子と空孔が共存し、フレンケル欠陥が熱的に生成消滅されることが知られている。シリコン中の自己格子間原子には単純に格子間隙に存在する格子間シリコン原子と、フレンケル欠陥として空孔対として存在する格子間シリコン原子が存在しており、前者については幾何学的因子としての相関係数の理論値が報告されているが、後者についての理論値は研究されていない。本研究では、拡散現象の視点から格子間シリコン原子のジャンプについての相関係数を調べた。トレーサー自己拡散実験から得られた拡散係数および空孔や格子間原子についてそれぞれの熱平衡濃度と拡散係数との積の関係式はシリコン半導体の分野において信憑性のあるものとして受け入れられている。本研究では、これらの関係式を用いることで自己格子間原子の相関係数は0.15 であることを導出した。この値はこれまで推測されていた値に比べ非常に小さいものである。
つまり、シリコン結晶中の自己格子間原子の多くがフレンケル欠陥を構成する格子間シリコン原子であることを示している。

B-9

鉄シリサイド/アンチモン化亜鉛複合体の熱電特性
長崎大院生産 A , 長崎大工 B

川崎由A , 羽坂雅之 B , 森村隆夫 A , 近藤慎一郎 B

緒言 FeSi2 は高い Seebeck 係数を持ち、熱伝導率が低い。一方、Zn4Sb3 は高い電気伝導率と低い熱伝導率を持つ。本研究では (Fe0.97Cr0.03Si2)1-x(Zn4Sb3)x 焼結体及び液体急冷リボンを作製して、FeSi2 と Zn4Sb3 の分散が熱電的性質に及ぼす影響を明らかにする。実験方法 Fe、Si、Cr、Zn、Sb を (Fe0.97Cr0.03Si2)1-x(Zn4Sb3)x(x=0〜1) の組成に秤量後、高周波溶解を行った後、液体急冷法により、リボンを作製した。次に、Fe0.97Cr0.03Si2(x=0) のリボンを半導体化するため 1073K
で 2h 熱処理を行い、乳鉢を用いて 45 μ m 程度の粉末とし、同様に粉末とした Zn4Sb3(x=1) と合わせて、(Fe0.97Cr0.03Si2)1-x(Zn4Sb3)x(x=0〜1) の組成で混合した。続いて、加圧成型機を用
いて 300MPa でディスクを作製し、673K で 2h 熱処理した。こうして得られたリボン及びディス
クに対して Seebeck 係数、電気伝導率、出力因子、無次元性能指数 ZT、熱伝導率の調査、X 線解
析、TEM 観察を行った。実験結果

FeSi2 と Zn4Sb3 の相が組成 x の変化に伴い異なった割合で共存した。熱電的性質は FeSi2 と Zn4Sb3 の分散によって変化、向上した。ゼーベック係数、電気伝導度、熱伝導率、出力因子、性能指数は、リボン及びディスクに対してそれぞれ異なり、組成 xと共に増加したり、減少したりした。

18

B-10

ドーピング元素蒸着鉄シリサイドにおける熱電的性質
長崎大院生産 A , 長崎大工 B

毎原俊介A , 羽坂雅之 B , 森村隆夫 A , 近藤慎一郎 B【目的】鉄シリサイドβ-FeSi2 は Al、Cr、Mn をドーピングすると p 型、Co、Ni をドーピングすると n 型半導体になる。このため、ドーピング元素の分布を制御することによって、バンド構造や電子・フォノンの輸送が適正化され、熱電性能の改善やモジュール化が期待される。本研究では、
ドーピング元素の蒸着拡散により温度勾配に平行にドーピング元素を傾斜分布させ、ゼーベック係
数、電気伝導度、熱伝導率に及ぼす傾斜効果について実験的に明らかにした。
【実験方法】FeSi1.97の組成比で秤量した純鉄とシリコンを Ar 雰囲気中で高周波溶解することによりインゴットを作製した。次に、インゴットを粉砕後再溶解し、片ロール・スピンキャスト法を用いて厚さ 25 μ程度のリボンに加工した。続いて、ドーパント Co、Al、Ni あるいは Cr をリボン表面に種々の厚さで真空蒸着し、種々の温度、時間、拡散処理を施した後、ゼーベック係数、電気伝導率、無次元性能
指数 ZT を測定し、TEM、SEM 観察を行った。【結果と考察】FeSi1.97 リボン表面にドーパント

Co、Al、Ni あるいは Cr を真空蒸着させ、拡散処理を行うことによって n 型、p 型半導体に制御することができた。リボンのゼーベック係数、電気伝導度、熱伝導度はドーパントの蒸着量、拡散
処理温度、時間によって異なった。ドーパントを傾斜的に分布させることによって、出力因子、性能指数が改善され、モジュール化に利用できることがわかった。

B-11

ブレークジャンクション法を用いた極低温下における金属細線の量
子伝導測定装置の開発
九大工 A , 九大院工 B

豊増良太A , 家永紘一郎 B , 稲垣祐次 B , 河江達也 B

我々は電極間に単分子を挟んだ系の電気伝導測定に興味を持っている。
これまで予備実験として、室温下大気中における金属細線の電気伝導を測定する装置を開発
し、実験を行ってきた。だが、室温下大気中では試料が酸化してしまい、また熱振動により繊細な制御が困難であった。そこで我々は、試料の酸化や熱振動の影響を排除するために、極低温下真空中で測定できる実験装置を開発した。
この装置は 1K ポッドと液体 3 He 排気口がついており、0.5K 程度まで冷却できる。また液体3

He 排気に活性炭吸着を用いる事で振動を減らすことが出来る。
今回の発表では、装置の概要に加え、実際に液体ヘリウム温度まで運転させ測定した結果を
報告する。

19

B-12

ブレークジャンクション法を用いた極低温下における金属細線の量
子伝導測定
九大院工 A

家永紘一郎A , 豊増良太 A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A

我々は電極間に単分子を挟んだ系の電気伝導測定に興味を持っており、この系では極低温下
真空中において近藤効果やクーロンブロッケー
ドなどの多彩な物理が観測されている。
これまで我々は予備実験として、室温下大気中において金属細線の電気伝導を測定する装置を開発し実験を行ってきたが、試料の酸化や熱振動による細線の破断などの問題があった。そこで今回我々は理論上 0.5K 程度の低温を得ることが出来る、極低温下真空中測定のための実験装置を開発した。この装置では、熱振動の影
響を排除することで以前より長い時間１原子錯状態を保つ事が可能になった。
今回の発表では、液体ヘリウム温度まで冷却し金属細線の電気伝導を測定した結果を報
告する。

B-13

因果粘性を考慮した降着円盤モデル
熊本大・院・自然 A

白井貴幸A , 荒井賢三 A

これまでの多くの先行研究 (Narayan et al. (1997), Kato et al. (1998), Lu et al. (1999) など) では無限の拡散速度を仮定している。しかしそれでは物理的に不都合が起きてしまう。
そこで、今回の研究では因果粘性を考慮して拡散速度を有限に抑え、降着円盤の遷音速解を求める。定常・軸対称の移流優勢降着円盤モデルにおいて、連続の式、運動方程式、エネルギー平衡の式を Runge-Kutta Gill 法を用いて動径方向に解く。まず音速点で初期値を与え、粘性点を通し、さらにその外側へと計算していき降着円盤の構造を求める。
また、比熱比や固有角運動量などのパラメータにより解がどのように変化するのかを議論する。

References
・Narayan, Kato & Honma ,1997, ApJ,476,49
・Kato, Fukue & Mineshige ,1998, Black-Hole Accretion Disks
・Lu, Gu & Yuan ,1999, ApJ,523,340

20

B-14

NGC 4258 における歪んだ降着円盤について
熊本大・院・自然 A

伊藤仁史A , 荒井賢三 A

NGC 4258 の中心核にある水メーザーの解析から、この降着円盤が歪んでいることがわかっている。そこで、この歪みの原因を調べる。
一般的に Lense-Thirring precession(回転している天体の近くでのジャイロスコープの歳差運動するために一般相対論的補正) によって歪んでいると考えられている。歪んでいる範囲は Bardeen-

Petterson 効果 (Lense-Thirring 効果と降着円盤の内部粘性との複合作用がカー・ブラックホールの角運動量と降着円盤の角運動量との間の配置を強制すること) によって与えられている。
他には、回転軸が異なる大、小の二つの降着円盤が合わさったことによる効果、降着円盤において不規則に分布している恒星の相互作用による効果、中心核の近傍から放射される X 線の放射圧による効果などが考えられている。
これらのモデルの優劣を議論する。

B-15

活動銀河核まわりのトーラス
熊本大・院・自然 A

江口雅俊A , 荒井賢三 A

活動銀河は１型と２型の２種類に分類される。活動銀河の統一モデルから、２型はトーラス状のダストに覆われていることがわかった。
２型を覆うトーラスを塊状のトーラスモデル (clumpy model) とし、トーラス内の雲の自己重力により自由落下する時間と音の通過する時間が等しいことから活動銀河における雲の分布を、トー
ラス内の雲同士の衝突によりできた準安定の雲の活動銀河への降着よりわかる放射輸送の計算を行った。そこから得られた放射輸送の計算結果を実際にトーラスが観測された NGC1068 と比較し
てみた。

21

B-16

活動銀河核中心の降着円盤での分子形成
熊本大院自然 A

甲斐隆志A , 荒井賢三 A

2 型セイファートや LINER に区分される活動銀河核の多くで水分子によるメガメーザーが観測されている。そのような銀河の一つである NGC4258 では半径 r = 0.14 − 0.28 pc のガス円盤が見つかっており, メガメーザーはこの領域で観測されている。
我々はこのメガメーザーの起源となる水分子を降着円盤内の分子形成によるものと考え,NGC4258
を念頭に中心ブラックホール質量 M = 3.9 × 107 M¯ , 質量降着率 Ṁ = 5.4 × 1023 g s−1 , 粘性パラ
メータ α = 0.1 の標準降着円盤に水分子, 水素分子による輝線冷却を加えたモデルでの分子形成を調べ, メガメーザーの観測とよく合う領域で多量の水分子が形成されることを明らかにしてきた。
このような分子輝線冷却が期待できる分子としてはこの他に CO が考えられるため, 今回さらにCO による冷却効果を考慮し, 円盤の構造と分子形成にどのような影響を及ぼすかを考察する。
さらに, 分子形成を考えている領域は温度がおおむね 500 K 以下であるので, そのような低温領域で適切となる不透明度について考察し, 分子形成に与える影響も議論する。

B-17

磁場の自己重力による崩壊の線形解析
熊本大・院・自然 A

園田隼一A , 小出眞路 A

ブラックホールは星の自己重力による崩壊によって形成されると考えられている。質量とエ

磁力線

ネルギーの等価性により電磁的なエネルギーも重力崩壊に寄与すると考えられる。一方で，磁場は重力崩壊を抑制するように働くと通常考えられている。しかし重力崩壊する星が非常に強自己重力

い磁場を持つとき，その磁場の自己重力により崩壊が促進される可能性がある。だが，これまで磁場による重力はあまり考慮されてこなかった。

磁気圧

我々は今回，図のように一様な磁場が摂動を受けた場合を考える。時空がミンコフスキー
時空よりわずかにずれたと仮定し，電磁場の

磁場
弱エネルギー運動量テンソルに対するアインシュ
タイン方程式とエネルギー運動量保存の式を線形解析により解く。そこで磁場の自己重力と磁気圧がつり合う状態からの系の摂動を調べた。講演ではその線形解析の詳細と，さらに磁場のみによる重力崩壊の可能性について述べる。

22

磁
場
強

磁
場
弱

B-18

自己重力を考慮した降着円盤モデル
熊本大・院・自然 A

馬場多聞A , 荒井賢三 A

観測により NGC 4258 では, 水メーザー源が中心ブラックホールから r = 0.14 − 0.28 pc の距離にあることが知られている. そして, それらが Kepler 回転をしていることから, 中心には 3.9 × 107 M¯の超大質量ブラックホールが存在し, 更に, 放射源は幾何学的に薄い領域に分布している.
中心ブラックホールの質量が M ≤ 10M¯ の場合は自己重力を無視することができるが, M ≥10M¯ の場合には自己重力も含めた降着円盤の構造を見直す必要がある.
先行研究によると, 中心天体の重力より自己重力が優勢な領域では, 標準円盤モデルに比べ, 角速度が増加することにより密度も増加し, 円盤の厚みも薄くなると同時に, 粘性加熱率も上がり, 円盤
温度は上昇する.
本研究では,NGC 4258 を念頭において, 先行研究には含まれていない低温領域での不透明度も含めた円盤モデルを構築する. この結果について議論する.

B-19

宇宙におけるブラックホールの質量密度
熊本大・院・自然 A

中上祥吾A , 荒井賢三 A

クエーサーはブラックホールへのガス降着によりパワーを得ていると考えて、大質量ブラックホールの成長についてクエーサー光度関数を用いて調べる。

2dF Red shift Survey や Large Bright QSO Survey のデータを用いると、絶対等級 M , 赤方偏移 z の関数としてクエーサー光度関数 Φ(M, z) は二重べき乗則∗∗Φ(M, z) = Φ(M ∗ )/[100.4{(α+1)[M −M (z)]} + 100.4{(β+1)[M −M (z)]} ]でよく表される。クエーサーが輝いているステージの間に降着するブラックホールの質量密度を

L = ²Ṁacc c2 （² = 一定 : 変換効率）により見積もり, 宇宙の平均密度をΩm = 0.3、ΩΛ = 0.7 としたときの、その降着の歴史を追跡する。
さらに宇宙論のパラメータを変化させて、その質量密度や降着の歴史、宇宙の質量密度への寄与がどのように変化をするのか考察する。

23

会場 C
領域 12∗

C-1

大きな粒子の拡散と溶媒の分布関数
九大理 A

稲吉裕子A , 吉森明 A , 秋山良 A

拡散に対する疎水性の効果を明らかにする。

半径比は 10 倍で、D は 0.38D∞ から 0.67D∞

水溶液中で溶質の半径を大きくして行くと、次と求まった。ここで、D∞ は g(r) = 1 のとき

第に溶質表面に水分子が存在しづらくなるといの拡散係数を示す。

うことが分かっている。このような疎水性が溶

溶媒が水分子のときは疎水性によって g0 = 1、質の拡散係数 D にどのような変化を与えるか

溶媒が剛体球のとき g0 = 7 であることが分を計算した。溶質の半径 R を無限大にした極かっている。これらの結果より、疎水性効果に限から摂動展開することで、溶媒分子の動径分

よって D が２倍程度変化することが分かった。

布関数 g(r) を使って D を表した。
まず g(r) の形を簡略化したモデルについて
D を計算し、g(r) の形とそれに対する D の値の変化の関係を調べた。ピークの幅 L を一定
ピークの幅L 増大

D/D∞にしてピークの高さ g0 を変化させた。ピークの高さが増加すると D は減少し、g0 = 1 のときの D は g0 = 7 のときの D の約２倍になることが分かった。（右図参照）
さらに、溶質・溶媒がともに剛体球として計g0

算した g(r) を使って D を調べた。溶質と溶媒の

24

C-2

リオトロピックラメラ相の局所構造
九大院理 A山本直樹A , 市川正敏 A , 木村康之 A

複雑流体中のコロイド粒子のブラウン運動
は、複雑流体の内部構造の影響を受けることが期待される。本研究では、両親媒性分子が形

lamella成する２分子膜が積層したラメラ構造を用い、

bilayer

その膜間に直径 50nm のコロイド粒子を分散
colloidal
particle

させ、その運動からラメラ構造の局所的力学a

物性（マイクロレオロジー）に関する知見をd

図１：２分子膜とラメラ構造得ることを目指した（図１）。具体的には、コロイド粒子のブラウン運動観察による受動的
方法と、レーザーピンセットを用いた直接操作による能動的方法の双方により構造及び力学
物性に関する知見を得た。能動的測定からは、ニュートン流体的な領域の他に、粒子速度を遅くすると、局所粘性が増加する非ニュートン
流体的な領域が存在することがわかった（図２）。

C-3

図２：臨界速度vcのレーザーパワー（トラップ力）依存性

細胞骨格の非平衡揺らぎ
九大理 A , 九大理（SSP）B

木下英A , 豊田聖啓 A , 山本直樹 A , 坂本隼人 A , 水野大介 B , 木村康之 A

細胞骨格とは、繊維状蛋白質重合体によって成をしている非平衡ゲルの両者でビデオマイク形成された細胞の骨組みのことである。この細ロレオロジーを行った結果を比較・報告する。

胞骨格がモーター蛋白質との相互作用により生み出す力が非平衡状態を作り出し、様々な生命活動の源となっている。本研究では、細胞骨格の主要な構成要素であるアクチンの架橋ネット
ワークと、モーター蛋白質であるミオシン凝集体からなる簡単な in vitro モデル (非平衡ゲル)を作製し、細胞骨格内部における非平衡状態を再現させた。作製したゲル中に分散させたコロ
イド粒子の顕微鏡観察を行いその軌跡を追跡することで (ビデオマイクロレオロジー）、ゲル
内部における非平衡揺らぎを定量化した。当日
は、平衡状態にある純粋なアクチンゲルと力生

25

C-4

DNA の電子移動についての理論的研究
九大院理 A

姫野 貴紀A , 吉森 明 A

DNA の電子移動反応は、基礎的な電子移動の問題、遺伝子の損傷、ナノデバイスなど幅広い分
野に関連しており、様々な分野で注目されている。

DNA 中の電子移動速度については多くの実験がなされており、我々は高田氏らが行った実験を理論的にに説明することを試みた。使用した DNA の配列は N I − (A/T )n − (G/C) である。ただし、NI は naphthalimide であり、A,T,G,C は 4 つの塩基を表す。我々が用いたモデルでは系のハ
ミルトニアンはH≡ H (el) + H (i) + H (b)で与えられる。ただし、H (el) は電子に関するハミルトニアン、H (b) は溶媒に関するハミルトニ
アン、H (i) 溶媒や核との相互作用に関するハミルトニアンである。以前では、H (el) の非対角 Vmnが摂動項としてとらえられていたが、今回は H (el) を対角化して、H (i) を摂動項とみなすことにする。
この式からマスター方程式∑
Pk (t) ≡ k0 Kkk0 Pk0 (t) + (δ0k − δN k )Kr PN (t)が導出されるが、この方程式は電子の状態を各塩基ごとに見るのではなく、全体の状態としてとらえるという特徴を持つ。つまり電子の波動関数が塩基に局在している場合だけでなく、複数個の塩基にまたがって存在している場合も取り扱えるということである。
このモデルでは、電荷再結合を考慮しない場合、実験を再現することはできなかった。そこで電荷再結合速度を詳しく調べることにした。電荷再結合速度は、A/T の数を増やすと減少するという性質が明らかになった。当日では Vmn と再配向エネルギー λnn への依存性について議論する。

C-5

空間的拘束下での DNA1 分子の形態とダイナミクス
九大院理 A

植村仁A , 市川正敏 A , 木村康之 A

マイクロ流路などの微小空間に拘束された
高分子の挙動は基礎、応用の両面から関心がもたれている。２次元系での高分子の挙動は理論的、実験的研究が行われてきたが、３次元3µmから２次元へとクロスオーバーする領域での高分子の物性研究は十分には行われていない。
本研究では、１本鎖を直接観察可能な DNA を用いて擬似２次元系での高分子鎖の形態およびダイナミクスを直接観測し、理論モデルとの比較を行った。間隔を制御した２枚のガラ
ス板の間に DNA 溶液を挟み、蛍光顕微鏡を用いて１分子の運動を観察した。取得した画

図：MSDの時間変化
左上：蛍光画像
右下：重心位置の軌跡

像から高分子鎖の広がりと重心位置を解析した。その重心位置の時間変化から平均２乗変位（MSD）を求めた（右図）。また、画像の輝度分布から重心周りのセグメント分布も求めた。
結果の詳細および考察については当日報告する。

26

C-6

応力の存在下におけるマイクロレオロジー
九大院理 A

坂本隼人A , 水野大介 A , 木村康之 A

生物細胞の形状や力学的な安定性は、アクチンに代表される細胞骨格によって維持されている。外部からの力学刺激に対して細胞 (骨格)は生理学的に応答するが、そのメカニズムを理解するには、まず応力の存在下における細胞骨格の微視的な力学応答を調べる必要がある。本研究では平行平板セル中にアクチンゲルを封入し、その上面をピエゾ駆動させることで試料にずり応力を加えつつ、内部に分散させたコロイ
ド粒子の運動を顕微鏡観察する「マイクロレオ
ロジー」を行った。尚、サンプルにずり変形を加えた際にアクチンの絡み合いがほどける [repta-tion] が起こる可能性があったため、アクチンネ
ットワークを架橋し弾性的な構造を作ることでreptation を抑えようと試みた。当日は、応力下での粘弾性がどのように変化したかを発表する。

C-7

準希薄系における高分子の形態とダイナミクス
九大理 A , 九大院理 B

高崎広太A , 植村仁 B , 市川正敏 B , 木村康之 B

鎖状高分子である DNA は、希薄溶液中ではランダムコイル状態をとり、濃度が増加するにつれて周囲の DNA と絡み合った状態になっていく。このため、その運動は希薄系とは異なるものになる。本研究では DNA1 分子の実時間
直接観察を行い、準希薄系におけるダイナミク

3 µm

スに関する情報を得た。
実験では蛍光染色した少量の DNA を多量の

図１：蛍光画像

無染色 DNA と混合することで、1 分子の運動を観察出来るようにした。図 1 は蛍光顕微鏡を用いて観察した DNA 画像の一例である。得られた画像から形態及び並進拡散の濃度依存性を調べた。図 2 に異なる濃度における平均 2 乗変位（MSD）の時間変化を示す。
結果の詳細及び考察については当日報告する。

図２:平均2乗変位(MSD)の時間変化

27

C-8

イオン液体のガラス状態におけるＮＭＲ測定
九大院理 A , 九大理 B

坂口啓志A , 黒山晃司 B , 吉野貴保子 B , 町田光男 A

イオン液体は、強い長距離のクーロン相互作用が存在するにもかかわらず、室温で安定

3:降温した液体状態をとるという興味深い材料であ:昇温(クエンチ)る。しかしながら、その低融点や結晶化しに:昇温(結晶)くい性質の起源については、未だ多くの研究

2

T1(s)

の余地がある。イオン液体は対となるアニオ
ンとカチオンの組み合わせによって物性が大きく異なるため、それらの運動性を調べることはイオン液体の特徴的な物性を理解する上1で重要である。本研究では、代表的なイオン
液 体 1-butyl-3-methylimidazolium hexaﬂuo-

rophosphate（[bmim]PF6 ）の過冷却状態やガ0ラス状態における分子運動を NMR で調べる

4

ことを目的とする。図は 31 P のスピン-格子
緩和時間 T1 の温度依存性を示したものであ68

図 31P のスピン‑格子緩和時間 T1 の温度依存性る。1 H 核や 13 C 核については、当日発表する。

C-10

1000/T (K-1)

液晶-コロイド混合系の構造形成
九州大学大学院理学府 A

元永大介A , 市川正敏 A , 木村康之 A

ネマチック液晶に高分子を混合した系は複雑な相図を示す。ここで、ネマチック液晶と高分子（a）の一様液晶相を急冷すると、高分子の液滴が液（b）晶配向場の中に生成し、その配向歪みによってダイポール型の液滴欠陥対が発生する。この液滴欠陥対が双極子-双極子相互作用類似の力を及
ぼしあうことで様々な凝集構造をとる。本発表では、一定の濃度下で、構造、成長の様子が急冷幅に応じてどう変化するかを発表する予定である。

100µm

20µm

図1. 水平配向処理したセル中での凝集構造体の例。(a)は室温(21度)までの、(b)は0度付近までの急冷である。

図 1(a) は室温（21 度）までの急冷を、図 1(b) は

0 度付近までの急冷をした際の凝集構造である。

28

C-11

液晶中のコロイド粒子間相互作用〜粒径依存性〜
九大院理 A , 産総研 B , JSTC

木下隆裕A , 市川正敏 A , 福田順一 B,C , 木村康之 A

ネマチック液晶中に数 µm 程度のコロイド粒
子を分散させると、その粒子間には液晶の配向ひずみを介した長距離かつ異方的な力が働く。本研究では、光ピンセットを用いて粒径の異なる粒子間 (粒径比 1:0.8) に働く力を直接的に測定した。その結果、粒子間力の大きさが、その配置にも依存して大きく変化することが明らかとなった。この結果を理論的に理解するた
めに、液晶の弾性理論を用いた Simulation を行ったところ、実験とよく一致した結果が得ら

図1れた。（図１参照）
詳細については当日発表する。

C-12

粒径の異なる粒子の粒子間力
D : 粒子半径で規格化した粒子間距離
f : Simulation , F : 実験

コロイド結晶の融解過程の観察
九大理 A , 九大院理 B

沖佑馬A , 植村仁 B , 市川正敏 B , 木村康之 B

ミクロンサイズのコロイド粒子分散系では、粒子濃度により、液体、結晶、ガラスなどの凝縮状態を示すことが知られている。これらを用いて原子スケールでは見ることができなかった
さまざまな現象の詳細を明らかにする研究が行われてきた。たとえば、原子スケールで起きる現象と同等のものを、長いタイムスケールで実験し、可視化することができる。
本 研 究 で は 、集 光 し た レ ー ザ ー に よって

ｔ＝0 s

10μｍ

ｔ＝3 s

10μｍ

強 い 熱 勾 配 を 作 り 出 す。そ し て 、そ の 熱 勾
配 に し た がって シ リ カ 粒 子 が 凝 集 さ れ る ことを 利 用 し て 、シ リ カ 粒 子 の 結 晶 を 人 工 的に生 成 し た 。次 に レ ー ザ ー を 切 る こ と に よって 、結 晶 は 融 解 す る 。こ の よ う に し て 起
こるコロイド結晶の融解過程を観察した。

図.コロイド凝集体の融解過程の時間変化

29

C-13

液晶中のコロイド粒子間相互作用〜温度依存性
九大理 A , 九大院理 B

近藤昇A , 木下隆裕 B , 山本直樹 B , 市川正敏 B , 木村康之 B

ネマチック液晶中にコロイド粒子が存在す
ると、粒子周辺にはその表面アンカリングに起因した液晶配向の歪みが生じる。このとき、粒子自身が欠陥となり、さらに、近傍に対となる欠陥を新たに生み出すことで安定化し、粒子−欠陥対を形成する。このような粒子間には、歪みによって生じた弾性エネルギーを最小にしよ
うとする力が働く。
本研究では、dipole 型粒子−点欠陥対が多数存在する系を用いて、その粒子間力を光ピン
セットにより直接測定した。（右図）得られた
結果を弾性理論によるシミュレーションと比較した結果も併せて示す。

図

粒子間力の粒子間距離依存性。負は引力を示し、正は斥力を示す。(直径５μｍ）

当日は、粒子間力の温度依存性についても報
告する。

C-14

（a : 粒子半径, F : 実験, f : Simulation）

Θ溶媒中の高分子鎖の振る舞い
九州大学・理 A

下村

健二A , 御手洗

菜美子 A , 中西秀A

高分子の溶融体中やモノマーの引力と斥力が釣り合う θ 溶媒中の高分子はランダムウォークで記述され、いわゆる理想鎖として振る舞うと長く信じられてきた。実際、そのような場合、高分子鎖の広がりを表す慣性半径 Rg は重合度 N に対して Rg2 ∼ N となることが実験的にも理論的にも確かめられており、ランダムウォークのモデルに一致している。
ところが最近、溶融体や θ 溶媒中の高分子であっても高分子鎖に沿ったボンド・ボンド相関 P (s)が、鎖のつながりの為に P (s) ∼ s−3/2 のようにべき的に減衰することが見出された [1]。これは高分子鎖に沿って長距離の相関が存在することを示しており、ボンド間に相関のない理想鎖の振る舞いとは明らかに異なる。この事は一分子構造因子 S(q) にも現れるはずで、実際、溶融体中ではS(q) が理想鎖の構造因子である Debey 散乱関数からの食い違いがシミュレーションにより明らかになっている [2]。
本研究では θ 溶媒中における高分子鎖の振る舞いを調べる為に、bond ﬂuctuation model を用いたモンテカルロシミュレーションを行った。その結果、構造因子は溶融体中のものと同様に中間波数領域において S(q) ∼ Aq −2 + Bq −3 となることが分かり (A、B は定数)、また、長さ s(< N )の部分鎖の末端間距離 R(s) の分布において s の小さなところで理想鎖のガウス分布からの食い違いが見られた。
本発表では θ 溶媒中の高分子鎖と理想鎖の部分鎖の振る舞いの違いについて、その末端間距離の分布、および鎖長依存性を中心に発表する予定である。

[1]D. Shivanyants et al, Macromolecules, 41, 1475-1485 (2008)[2]P.Beckrich et al, Macromolecules, 40, 3805-3814 (2007)

30

C-15

密度汎関数法による固液相転移の研究
九大院理 A

平井安由美A , 吉森明 A , 小田垣孝 A[目的] ガラス転移の研究に用いられている
Lennard-Jones-Gauss(LJG) ポテンシャル (右上図) 系で結晶化が起こらない原因を明らかにする。LJG ポテンシャルは極小を２つ持っており、ガラス転移の研究に用いられている。計算機シュミレーションでは２つ目の極小の深さεを大きくしていくと結晶化が起こらない。

[手法] 密度汎関数法 (DFT) を用いた熱力学的摂動論により転移密度の計算を行った。系の参照系を剛体球 (HS) 系とし、HS 系でよい結果を出す DFT を適用した。固液両相のヘルムホルツの自由エネルギーを密度をパラメタとしてプロットし、共通接線を引くことによって転移密度を求めた。ここで結晶は fcc とした。

[結 果 ] ε を 大 き く し て い く と 固 液 の 転
移 密 度 の 差 が 大 き く な り、結 晶 化 し な い
原 因 で あ る こ と が 分 かった (右 下 図)。この こ と に は fcc の 第 三 近 接 粒 子 が 重 要
な 役 割 を 果 た し て い る こ と が 分 かった 。

C-16

単成分液体のガラス化と結晶化
九大院理 A , University of StuttgartB

水口朋子A , 小田垣孝 A , Michael EngelB

粒子間の相互作用がレナード・ジョーンズ・ガウス（LJG）ポテンシャルで表される、1 成分単純系の 2 次元における性質を分子動力学シミュレーションで調べ、ガラス状態が実現されることを明らかにした。今回は、ガラス転移点の冷却速度依存性と液体のフラジリティー、および急冷によって作成したアモルファスの結晶化時間を調べたので、その結果を報告する。まず異なる冷却速度γを用いて十分低温におけるガラスを形成し、温度を上昇させつつエネルギーの温度依存性を求めた。その傾きが変化する点から、Tg のγ依存性を求めたところ、Tg はγの増加関数であるという、実験と矛盾のない結果を得た。さらに、エネルギーと温度の関係からエントロピーを計算し、過剰エントロピー（液体のエントロピーと結晶のエントロピーの差）を得た。その温度依存性か
ら、用いている LJG 系は大きなフラジリティーを持つことが明らかになった。次に、目的の温度まで急冷した系で、温度一定のシミュレーションを行い、結晶化時間を調べた。LJG 系では、結晶化に長い時間がかかるため、ガラス形成物質の結晶化過程を詳しく調べることができる。粒子配
置に 5 角形や 3 角形などの特徴的なタイル構造が現われることに着目し、それら構造の数が時間変化していく様子と回折像 S(q) から、結晶化時間を決定した。その結果、金属ガラスの実験で得られているような温度と結晶化時間の関係を得た。

31

C-17

1 成分単純系のポリアモルフィズム
九大院理 A

光明丈浩A , 小田垣孝 A , 松井淳 A , 水口朋子 A

ポリアモルフィズムとは示強変数を変えた時(LDA)-高密度アモルファス (HDA) 転移の温度に、二つの異なるアモルファス状態間を遷移す

依存性を調べた。

ることである。例えば水は単純な分子構造にも[1] H.E. Stanley, P. Kumar, L. Xu,Z. Yan,

関わらず摂氏 4 度で密度が最大になる。そのM.G. Mazza, S.V. Buldyrev, S.-H. Chen, andF. Mallamace, Physica A, 386(2007), pp. 729743.

奇妙な性質は氷のアモルファス相のポリアモル
フィズムに由来していると考えられており、ポリアモルフィズムに関する研究が現在盛んに行[2] T.Mizuguchi, T.Odagaki, M.Umezaki,
T.Koumyou and J.Matsui, AIP Conference

われている [1]。

Lennard-Jones-Gaussian(LJG)(( )12 ( )6
( ポテンシャル))r0
r0(r − rG )V =²0−2−² exp −rr
2σ 2で相互作用する１成分系は急速な冷却により長時間安定なガラス状態を実現できることが以前

Proceedings, 982, pp. 234-237の研究で示された [2]。今回、この系に対して１
成分等方系におけるポリアモルフィズムについての研究を行った。
急冷して作成したガラス状態を、温度一定に保って圧力を加えていくと、密度に跳びが見られ、その前後でガラス状態を保持していることが確認できた。その低密度アモルファス

C-18

自由エネルギーランドスケープ上のダイナミクスとガラス転移
九大院理 A

浴本亨A , 小田垣孝 A

ガラス転移では、ガラス転移温度近傍で比熱が急激に変化する熱力学的特徴と、緩和過程が分離する動的特徴が観測されている。現在、自由エネルギーランドスケープ（ＦＥＬ）描像に基づいて、
熱力学的・動的特徴を統一的に理解できる枠組みを構築する研究が盛んに行われている。本研究の目的は、動的特徴をＦＥＬ描像に基づいて理解する事である。
我々は、代表点の軌跡に注目した１次元ＦＥＬ断面上のダイナミクスを解析した。代表点のダ
イナミクスとして、ＦＥＬを駆動力とするランジュバン方程式を仮定する。１次元ＦＥＬ断面は、
ベイスン間の遷移確率がベキ分布に従うようにＦＥＬの高さを分布させた、規則格子上のガウシアンの集合とした。ＦＥＬの高さの符号によって、ベイスンにトラップされる過程に注目したトラップモデル、バリアーを乗り越える過程に注目したバリアーモデルを考慮した。
ランジュバン方程式を数値的に解き、トラップ、バリアーモデルの一般化感受率を求めた。その結果、ガラス転移温度近傍で一般化感受率に速い緩和・遅い緩和のピークを得た。遅い緩和は温度に強く依存する。

32

C-19

ガラス形成過程におけるエントロピーと比熱の振舞い
九大理 A , 九大院理 B

古賀沙絵子A , 小田垣孝 B

ガラス形成過程における比熱とエントロピーの振舞い
非平衡系において、比熱の温度依存性の異常をはじめとするガラス転移現象を統一的に理解する
理論的枠組みとして自由エネルギーランドスケープ描像が提案され、それに基づいたガラス転移現
象の熱力学的性質の理解が進められている。実際のガラス転移は、温度が低下するにつれて系がランドスケープの 1 つのベイスンに捕らえられ観測時間の範囲内でベイスンから抜け出すことができず、緩和できないため起こる現象であると考えられている。ガラス形成物質を高温から冷却していく場合、冷却速度が遅いほど、すなわち観測時間を長くとるほど、低い温度まで系がベイスン間を移動することができるため、ガラス転移を表す比熱の急激な変化は低温側にシフトしていく。したがって、ガラス転移温度の冷却速度依存性は冷却速度が無限大の極限であるクエンチド系の比熱から、冷却速度が０の極限であるアニールド系の比熱の間で変化する。
本稿では、自由エネルギーランドスケープ描像において、ガラス形成物質の比熱とエントロピー
が冷却速度とどのような関係にあるかを説明する。自由エネルギーランドスケープは、温度が低下するとより急峻になると考えられることから、ベイスンの底のエネルギーの温度依存性を考慮した。ベイスンの底のエネルギーが温度と共に大きくなる場合は、変化しない場合と比較してガラス転移点付近での比熱の異常が顕著に現れている。これは実験で得られたものと定性的な特徴で一致する傾向にあり、自由エネルギーランドスケープ描像に基づいてガラス形成物質の転移現象の熱力学的性質を理解できることが示唆された。

C-20

ポリ乳酸の融解・結晶化挙動の低分子量試料を用いての解析
福岡大学理学部 A

江良和樹A , 安庭宗久 A

筆者らは，分子量約９万のポリ乳酸 (PLA)

値を示した。この温度域で結晶化がスムーズにの融液からの等温結晶化を行い，偏光顕微鏡観

進行し，結晶化度が高くなるためと考えられる。

察により球晶成長速度 (G) の結晶化温度 (Tc)

(a)

(b)

(c)

(d)

依存性が 113 ℃を境にして不連続に変化することを報告した。しかし，高分子量試料では，分子鎖の絡み合いが生じ，結晶成長に不利に作用する。本研究では低分子量で光学純度の高い(100 ％) 試料を用いて，結晶化挙動と等温結晶化試料の融解挙動の解析を行った。 偏光顕微鏡観察から G を求めた。高分子量試料に対して
低分子量試料の G の Tc 依存性は 101 ℃付近を境に変化し，高分子量の場合より低くなった。
図 1 に示すように球晶の形態やサイズもこの温度付近を境にして変化した。次に，等温結晶化時における DSC 結晶化曲線を種々の Tc について求めた。ピーク結晶化時間においても Tc

図１ PLAの偏光顕微鏡写真
Tc = (a) 85℃ (b) 100℃ (c) 105℃(d) 120℃
スケールバー 250µm

依存性が 101 ℃付近で不連続に変化した。また，Tc で等温結晶化した試料の融解曲線から求めた融解熱の Tc 依存性は 109 ℃付近で最大

33

C-21

ポリ乳酸の融解・結晶化挙動の特異な結晶化温度依存性
福岡大学理学部 A

塚本智史A , 渡壁克己 A , 川原渉 A , 安庭宗久 A

ポリ乳酸 (PLA) は，とうもろこしなどの再ると，共に 113 ℃ (=Tb)，140 ℃ (=Td) を境

生可能なバイオマス由来の生分解性高分子でにして不連続に変化し，異なる３つの温度域，ある。筆者らは，PLA の結晶化挙動が結晶化

Region I: Tc ≦ 113 ℃，II: 113 ℃≦ Tc ≦ 135

温度 113 ℃ (=Tb) を境に不連続に変化し，そ℃，III: Tc ≧ 135 ℃ に分けることができた。されが結晶構造の変化によることを報告した。本らに，両挙動の Tc 依存性はよく対応していた。

研究では，高純度の試料を用いて，融解・結晶
RegionⅠ

化挙動を詳細に検討した。

Ⅱ

Ⅲ

185

Temperature (℃)

PLA を融液から所定の温度 (Tc) まで急冷し，その後 Tc に保って等温結晶化を行った。
等温結晶化試料の昇温時の熱分析曲線から，初期試料中にある結晶の融解による低温側融点

Tm(L) と，融解・再結晶化によって生成した結晶の融解による高温側融点 Tm(H) の結晶化
温度 (Tc) 依存性を求めた。(図１) また，等温T m (HⅡ)

T m (HⅠ)

180

T m (LⅢ)

175
T m (LⅡ)

170
165

T m (LⅠ)
Tb

Td

120

140

160

結晶化時の熱分析曲線から、等温結晶化の開始

80

100

160

T c (℃)
図１ ポリ乳酸等温結晶化試料の融点の結晶化温度依存性から結晶化速度が最大になるまでの時間 (ピーク結晶化時間：τ p) の Tc 依存性を求めた。
τ p vs Tc の曲線は、概略下に凸の変化を示した。求めた２つの曲線の Tc 依存性を比較す

C-22

局所構造情報を用いたタンパク質・ペプチドのエネルギー最適化
福岡工業大学生命環境科学科 A

中村

秀昭A

本研究では、タンパク質の複雑なエネルギー
空間を探索するための有効なモンテカルロ法を提案する。その要点は、ミニマム間に存在0.03

する高いエネルギー障壁を乗り越えるようにすることと、大域的ミニマムをできるだけ少ない試行で見つけ出すことである。前者の問
0.02

題は、エネルギー面を平坦化してすべてのエP

ネルギー状態を等確率で探索すればよい。後者の問題に対しては、モンテカルロ計算に局
所構造情報を使用すれば克服できると考えた。
0.01

この方法の有効性は、鎮痛ペプチドであるダイノルフィン A（DYNA）のエネルギー最適化を行うことによって確かめられた。DYNAの局所構造情報は、DYNA を４〜６残基程度

0.00
-180

の長さに分割した部分ペプチドのエネルギー

-120

-60

0

60

120

180

ψ(°)

計算から得られた。たとえば、Phe 残基が関ψはPhe残基の主鎖の２面角であり、曲線はPhe残基を含む部分ペプチドがエネルギーの低い状態となる場合の確率分布を示す。

与する部分ペプチドの局所構造では、低エネルギー状態は図のような確率分布で与えられる。

34

C-23

反強誘電性液晶の非線形電気光学応答
九大院理 A

川藤洋志A , 市川正敏 A , 木村康之 A

電場下における液晶の巨視的スケールでのダ
-4

3x10

電気光学測定法が用いられてきた。しかし、そ*Im[a 11]2*の適用は線形域に限られている。液晶のような*Re[a 11]

a 11 (a.u.)

イナミクス測定法として、従来、誘電測定法と1

ソフトマターでは、外場に対する応答は容易に非線形となることが期待される。また、非線形0

電気光学測定法を用いれば、電場と線形に結合

101

していない運動モードに関する情報も得ること

図１が可能となる。

2

10

3

4

10

10

Frequency(Hz)SmCA*相の線形スペクトル a11*

例えば、反強誘電相（SmC∗A 相）では系全体
-3

3x10

としては巨視的な分極を持たないために、反強*Re[a 22]*a 22 (a.u.)

誘電的ゴールドストーンモードに対応した緩和は線形応答には現れない。しかし、誘電率の異*方性を介した２次の高調波応答として、このモードを検出可能である。図１、２にSmC∗A 相で

Im[a 22]21

測定された線形および２次非線形電気光学スペ0

クトル例を示す。強誘電相など他の相の結果は

10

1

当日発表する。

C-24

図２

3

10

Frequency(Hz)410SmCA*相の２次スペクトル a22*

液晶電気対流系における２つのターゲットパターンの相互作用
九州大学大学院理学府凝縮系科学専攻複雑系 A
敏A

液晶に電場を印加すると発生する液晶電気
対流現象は、非平衡開放系の典型例として、多くの研究が行われてきた。液晶電気対流のパターンには様々あるが、本研究では、格子状のパターン（グリッドパターン）に着目した
このグリッドパターンの上には、位相波を発生させるターゲットパターンが形成されることが知られているが、それが複数存在した時にどのような相互作用をするのかはよくわかっていない。そこで今回、実験に加えて数値計
算も用いて、その相互作用を検討した。周波数などの違うターゲットパターンを同時に存在させ、単一で存在している場合との比較を
行った。

2

10

数値計算では、複素ギンツブルグ・

ランダウ方程式などを使い、２つ独立にター
ゲットパターンを発生させた後にそれらを衝突させた。右図はそのスナップショットである。

35

吉田裕輔A , 木村康之 A , 市川正C-25

液晶光バルブにおけるパターンダイナミクスＩＩ
大分大学大学院工学研究科 A , 大分大学工学部 B , 岡山大学大学院自然科学研究
科 C , ニース非線形研究所 D

浜田裕貴A , 小野澤晃 B , 長屋智之 B , 奈良重俊 C ,Stefania ResidoriD
液晶光バルブ (LCLV:Liquid Crystal Lightと展開できる。ここに ui (r),vi (t) は i 番目のValve）は液晶を用いた光の位相制御デバイスである。LCLV に回転光フィードバックを導入
して電圧を印加すると, ある電圧で静的な花弁

モードの位置と時間に関する固有関数で, 特異状パターンが発生する。電圧をさらに上げると雑さを調べることができる。

値 µi は i 番目のモードの振幅であり,µ2i はエネ
ルギーである。この µ2i の分布から揺らぎの複パターンは揺らぎ, 時空カオス状態に至る（図実験結果より, 揺らぎが大きくなるにつれ

1 参照）。本研究では静的な花弁状パターンが不安定化する過程において, パワースペクトル,
自己相関関数の測定および, 特異値分解を行い,て高次のモードが持つエネルギーが増加し不安定化のメカニズムを解析した。

る事がわかった。さらに主要な空間モードをている事や, 自己相関の低下が起こっている事, グローバルエントロピーは 0.5 程度であ特異値分解とは画像を互いに相関のない画像

取り出し, 揺らぎが大きくなるにつれてどの列に展開する手法である。時刻 t, 位置 r におけようなパターンが成長しているのかを調べた。

る光強度を I(r, t), その時間平均を < I(r) >tとすると

I(r, t)− < I(r) >t =N∑

µi ui (r)vi (t)

i=1

C-26

ドーパント添加液晶の誘電応答
九大理 A , 九大院理 B

柴田翔A , 川藤洋志 B , 市川正敏 B , 木村康之 B

近年、ネマチック液晶にキラル低分子や微粒子

3000などを添加し、新たな機能発現を目指した基礎

1mol%
3mol%
5mol%

研究が盛んに行われている。最近、室温でネマチ
2000

12

ε*

ック相を示す n-pentyl-n -cyanobiphenyl(5CB)

pure 5CB

8ε*に 、不 純 物 (ド ー パ ン ト) と し て Tetracya-noethylene(TCNE) を添加すると電荷移動錯体

4

1000

が形成され、赤褐色の液晶ができることが報告

0 1
10

された。

0

本研究ではこの液晶の電気的物性の測定を行った。図には 30 ℃における複素誘電率スペ

101

102

103

102

103

104

10 4

Frequency [Hz]105∗

クトル ε の測定結果を示す。5CB に TCNE を数％添加すると誘電率が数百倍も増加すること、またデバイ型緩和の緩和周波数が TCNE の濃度に依存することがわかった。当日は誘電率ス
ペクトルの温度依存性ならびにドーパント濃度依存性を報告し、観測された緩和の機構について議論する。

36

105

Frequency [Hz]図 5CBと5CB+TCNE(1,3,5mol%)の複素誘電率スペクトル

106

106

会場 D
領域 3

D-1

Fe/Cr 人工格子の GMR 圧力依存性に対するイオン照射効果
九大院理 A , 福岡大理 B , 東北大金研 C

弥生

A

B

A

B

達彦A , 中野

智仁 A , 巨海

C

玄道

C

, 相良 建至 , 香野 淳 , 田尻 恭之 , 斎藤 今朝美 , 三谷 誠司 , 高梨

弘毅 CFe/Cr 人 工 格 子 は 磁 場 印 加 で 電 気 抵 抗に比べ減少した。また、照射前は加圧によるが 大 幅 に 変 化 す る 巨 大 磁 気 抵 抗 (Giantmagnetoresistance:GMR) を示す。Fe と Cr の界面状態は GMR に大きな影響を及ぼす事がGMR の変化は殆ど見られないが、照射後は照射前に比べ GMR が下がり 1.0 GPa で極小 を 持 つ 。こ れ よ り 照 射 に よ り 界 面 状 態 が一般に知られている。本研究では, 界面状態が変化し、GMR に影響を与えていると考えら

GMR に及ぼす影響をより詳しく調べるため、れる。当日は照射による試料の構造変化、他

イオン照射により界面を乱した試料の磁気抵抗の試料に対する照射効果も含めて報告する。

測定とその圧力下の振る舞いを明らかにした。
30

実験方法としては [Fe(20 Å)/Cr(8 Å)]20 にGMR (%)

30MeV の C 4+ イオンを約 1015 個/cm2 照射
し、照射前後の GMR を比較した。圧力発生にはピストンシリンダー型装置を用いて 0 GPa

as-deposited
25

77.4K
irradiated20≦ P ≦ 2.0 GPa, -3 T ≦ B ≦ 3 T, T= 室温,

77.4K で電気抵抗測定を行った。
Fig.1 に [Fe(20 Å)/Cr(8 Å)]20 の T= 77.4K
での照射前後の GMR の圧力依存性を示す。
常圧において照射後の GMR の値は照射前

37

15
0.0

0.5

1.0

1.5

2.0

Pressure(GPa)Fig.1:Pressure dependence of GMR at 77.4K for
as-deposited and irradiated samples.

D-2

Co(S,Se)2 の高圧下磁気熱量効果
九大院理 A佐田國

修A , 光田

暁弘 A , 和田裕文 A

遍歴電子メタ磁性体である Co(S1−x Sex )2 は、グラフを載せる。本講演では、S を Se に置換

S を Se に置換することによりキュリー温度は減少し x〜0.05 で磁気エントロピー変化は最した試料についての磁化のデータも載せ磁気エントロピー変化の振舞を見ることにする。

大値を示す。このキュリー温度と磁気エントロ[1]H. Wada et al , Phys. Rev. B 74 (2006) 214407

ピー変化の関係はスピンのゆらぎを取り入れた
遍歴電子メタ磁性の理論によって良い精度で一致することが知られている [1]。また、CoS2 に圧力を加えるとキュリー温度が下がり磁化の変化がシャープになることも知られている。そこで、Co(S1−x Sex )2 に圧力を加えて磁化測定を行い、同様に理論に合う結果が得られるかどうかを議論する。
試料の磁化の温度依存性は、SQUID 磁束計を用い行った。加圧にはピストンシリンダー型の圧力セルを用い、圧力媒体としてフロリナー
ト FC-70 と FC-77 を 1:1 混合したものを用いた。また、内部の圧力の校正は、鉛の超伝導の転移温度により行った。
以下に CoS2 の磁化温度曲線の温度依存性のD-3

ボールミルによる MnFe(P,As) 化合物の作製と磁気熱量効果
九大院理 A桃枝

理彰A , 光田

暁弘 A , 和田裕文 A

強磁性体 MnFeP1−x Asx は、P を As に置換[1] Keiichi Koyama et al . , Mater.Trans.46(2005)1753[2] E.Brück et al . , Physica B.327(2003)431

することにより、キュリー温度は増加する。[1]ま た x〜0.5 で キュリ ー 温 度 は 282K で 室
温 付 近 に な り、ま た 大 き な 磁 気 熱 量 効 果を 示 す こ と が 知 ら れ て い る 。[2] そ こ で 、

MnFeP0.5 As0.5−x Sbx の試料作製を行い、磁化測定を行う。そして磁気エントロピー変化を求める。
試料作製には、ボールミルを用いた。ボール
ミルとは、試料を短時間に極めて細かく粉砕する粉砕機である。また磁化測定には、PPMS と引き抜き型磁化測定装置を用いた。
以下に MnFeP0.5 As0.5 の磁化温度曲線の温度依存性のグラフを載せる。本講演では、Asを Sb に置換した試料についての磁化のデータも示し、磁気エントロピー変化の振舞いを議論することにする。

38

D-4

低次元交替鎖 AgCuPO4 の構造と磁性
九大院理 A , 東大物性研 B
A

中村直彦A , 松浦圭介 A , 西村泰三 A , 浅野貴行 A , 和田B

裕文 , 岩城雅裕 , 鳴海康雄 B , 金道浩一 B

詳細な解析結果は、当日報告する予定であAgCuPO4 は、848K で構造相転移し低温相(α) と高温相 (β) の存在が X 線構造解析によりる。

明らかにされている。特に、安定な β 相に関しては試料作製が容易なことから幾つかのグルー
プにより合成され反強磁性交替鎖のモデル物質として注目されている。また、α 相に関しては作製条件が厳しいためか近年まで研究が進展していない。
今回、我々は、AgCuPO4 の二相の良質な粉末試料を作製し、X 線回折、磁化率、強磁場磁化測定を行ったので報告する。下図は、β 相の磁化率の温度依存性である。約 50K に低次元反強磁性体特有の短距離相関の発達を意味する
ブロードな極大が観測されている。さらに低温では指数関数的に磁化率が減少しエネルギーギャップの存在を示唆している。

D-5

Cs2 Cu3 P4 O14 の三量体構造と磁性
九大院理 A , 東大物性研 B

松浦圭介A , 西村泰三 A , 浅野貴行 A , 和田裕文 A , 岩城雅裕 B , 鳴海康雄 B , 金道浩一 B

複数個の量子スピンが強く強磁性、又は反強いる。詳細な解析については、当日報告する。

磁性的に結合した複合スピン (二量体、三量体など) は、そのスピン間に相互作用を出現させることによりハルデン系やスピンパイエルス系、
梯子系やダイヤモンド系などと密接に関連した
大変興味深い磁気的性質を示す。

Cs2 Cu3 P4 O14 は、磁性イオンである Cu2+
(S=1/2) が結晶学的に三量体を形成している複合スピン系のモデル物質として期待できる。今回、良質な粉末試料を作製し X 線回折、磁化率、
強磁場磁化、比熱測定を行ったので報告する。
右図は、磁化率の温度依存性の結果である。
挿入図の逆磁化率の温度依存性の結果から明らかのように 20K 付近で三量体構造を反映していると思われる急激な傾きの変化が観測されて

39

D-6

粉末 DM ACuCl3 の磁場誘起相転移
九大工 A , 九大院工 B

中尾貴史A , 河江達也 B , 稲垣祐次 B

S=1/2 擬一次元量子スピン系 DM ACuCl3（DM A=(CH3 )2 N H2 ）はゼロ磁場から磁化が立ち上がり始め、2T〜3.5T の磁場領域にプラトーが現れ、14T で飽和するという磁化過程を2.5

示す [1]。
以前に行われた磁場中比熱測定の結果、

2

Cmag (J/K mol)

DM ACuCl3 単結晶と単結晶を砕いて作った粉末とで、大きく異なる磁場中比熱及び磁場-温度
相図が得られることが分かっている。
今回、我々はその磁気的要因を明らかにすることを目的とし、単結晶を更に細かく砕いた粉

1.5
1
0.5

末を用いて磁場中比熱測定を行った。当日詳細
な結果を発表する。

0

また、測定結果から得られたゼロ磁場におけ0る磁化比熱を Fig.1 に示す。1.5K においてピー

1

2

3

4

5

T (K)

クが現れているが、その磁気的背景についても

Fig.1 DMACuCl3 0T

当日議論する。

[1]. Yoshida et al. J. Phys. Soc. Jpn. 74 (2005) pp. 2917

D-7

パイロクロア構造を持つ Cu2 (OH)3 Cl(atacamite) の低温物性
九大院工 A , 佐賀大理工 B

諸冨大樹A , 家永紘一郎 A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A , 萩

原雅人 B , 鄭旭光 B

Cu2 (OH)3 Cl:atacamite はパイロクロア型の[1] X.G.Zheng et at.,Phys.Rev.B 71(2005)174404[2] X.G.Zheng et at.,Phys.Rev.Lett. 95(2005)057201

四面体構造をもつフラストレート磁性体であ0.1

SR 実験により、TN 以下では秩序状態は示されなかったことが報告されている [1]。また、こ0.08
C (J/K mol)

る。TN =9K で反強磁性的な転移をするが、μれに類似した構造となっている異形体 clinoat-acamite は、反強磁性の長距離秩序とスピン揺らぎが共存することが報告されており、低温において全く異なる振る舞いをしている [2]。

0.06
0.04
0.02

しかし一方では、電子系のエントロピーにおいて、両物質とも１ K 以下に幾許か隠れている可0能性があることが分かった。そこで、より低温側での振舞いに興味を持ち、atacamite を低温比

0

0.2

0.4
0.6
0.8
Temperature (K)fig.1 atacamite 0T

熱の測定をしたところ、磁場中において比熱の振る舞いに異常が見られた (ﬁg.1)。当日の発表
ではこの測定結果と考察を報告する予定である。

40

1

D-8

一軸方向に歪んだパイロクロア磁性体の基底状態
福岡工大 A

加藤友彦A , 北崎保 A

Co2 Cl(OH)3 に代表されるパイロクロア磁性体の基底状態について検討した結果を報告する。
Co2 Cl(OH)3 については，X.G.Cheng 等が帯磁率，μ SR の測定を行い，低温の磁気構造は強磁性とランダムスピンの共存であると報告している．その後，H.Kubo 等が N M R の実験を行い，ほぼ同様の結果を得ている。しかしながら，磁気構造の詳細ならびに相互作用の機構は明らかになっていない．我々は最近接相互作用のみを考慮した異方的イジングモデルを仮定し，マルチカノニカル
モンテカルロシミュレーションによって基底状態を調べた。磁性原子数 108 個の系において，107
モンテカルロステップで 45148 種類の基底状態が出現した．この内訳を見ると，歪みの方向（以下 z 軸と記す）の磁化が打ち消された状態すなわちスピングラス状態が圧倒的に多数であり，このモデルシステムの基底状態はスピングラス相であることを示している。一方，実現度数は極めて少ないが，強磁性を示す状態も基底状態として存在していることも分かった。この状態は三角層が強磁性，カゴメ層が 2in1out のランダム磁性となっており，上記の実験で報告されている状態に相当するものと考えられる。このことは，わずかでも z 軸方向に磁場がかかっていれば強磁性（＋ランダム磁性）が実現することを意味する。さらに，上記のシミュレーションでは無視した第２近接相
互作用，すなわち三角層の原子間にわずかな強磁性相互作用が存在すれば，強磁性（＋ランダム磁性）が安定化することも明らかとなった。講演では，これら種々の設定におけるスピングラスオー
ダーパラメータ，z 方向の磁化の温度変化についてのシミュレーション結果についても報告する。

D-9

M2Cl(OH)3(M=Co,Mn,Cu) のＮＭＲ
福岡工大 A , 佐賀大理工 B , 九産大 C , 九大院工 D

善明和子A , 久保英範 A , 時田正

彦 A , 鄭旭光 B , 萩原雅人 B , 浜崎達一 C , 河江達也 D

M2Cl(OH)3(M=Cu, Mn, Co) は磁性イオン

果とも比較しながら遷移金属化合物の磁気構造がほぼ正四面体を形成し、遷移金属化合物のパの特徴を考察する。1) X.G.Zheng et al.: Phys.

イロクロア型物質として注目され、磁化率や比Rev. Lett. 95 (2005) 057201. 2) H.Kubo
et. al.: J. Phys. Soc. Jpn 77 (2008) 013704.

熱の測定から長距離秩序と無秩序状態の混在が確認されている。1) 我々も Co2Cl(OH)3 の

NMR からカゴメ面のランダムな状態と三角面の強磁性状態の混在を確認している。2) また、
プロトン NMR の解析から、その向きは、体心方向ではなく、ローカルな結晶場の向きに大きく依存している事が明らかとなった。これはパイロ
クロア型の磁気構造である体心方向で 2in2outとなる スピンアイス 状態とは異なる磁気構造であることを示している。今回は Mn2Cl(OH)3の NMR 観測結果をもとに、Co2Cl(OH)3 の結

41

D-10

２次元三角格子 Ni2 (OH)3 X(X=Br,I) の磁性
佐賀大理工 A , 九大工 B
AA, 鄭旭光 , 河江達也

西尾英幸A , 隅貴志 A , 山下健 A , 藤原理賀 A , 萩原雅人

B

近年我々は遷移金属水酸化ハロゲン化合物

M2 (OH)3 X(M=Cu,Ni,Co,Mn,Fe;X=Cl,Br,I)-1

Susceptibility χ (emu g Oe )-3

4

1.2 103 10

TN = 14K-1の磁性を系統的に調べてきた。中でも Botal-

及びこれに Zn 置換を行ってできたカゴメ格子の Cu3 Zn(OH)6 Cl2 と対照的な構造を示す。

ClinoatacamiteCu2 (OH)3 Cl に は 長 距 離 秩 序とスピン揺らぎの共存、Cu3 Zn(OH)6 Cl2 にはスピン液体の振る舞いが見られることから、

-4

4

8 10

2 10

1/χ

lackite 構造の Cu2 (OH)3 Cl は 2 次元三角格子を持ち、Clinoatacamite 構造の Cu2 (OH)3 Cl-4

4
Ni2(OH)3Br 1 10

4 10

H = 1kOe
0

0 10
0

50

100

150

200

250

300

0

Temperature(K)
図１ : 磁化率及び逆数磁化率の温度依存性

る。我々は 2 次元三角格子構造の Cu2 (OH)3 X

1.2 102+(X=Cl, Br, I) などの研究と並行して、Ni イ
オンの 2 次元三角格子についても調べた。本研
究ではまず 2 次元三角格子 Ni2 (OH)3 Br の合成に成功した。磁化率測定の結果 TN =14Kで 反 磁 性 相 転 移 し て い る の が わ かった 。

Susceptibility χ (emu g-1Oe-1)

２次元三角格子での磁性も大変興味が持たれ

-3

-3

FC

1 10

-4

8 10

ZFC

-4

6 10

Ni2(OH)3Br
H = 100Oe

-4

4 10

0

5

10

15

20

25

30

Temperature (K)
図2 : ZFC及びFC磁化測定結果

D-11

二次元三角格子 Botallackite Cu2 (OH)3 X(X=Cl,Br,I) における次元性制御と反強磁性転移
佐賀大理工 A , 九大工 B

山下健A , 藤原理賀 A , 萩原雅人 A , 鄭旭光 A , 河江達也 B

近年我々は遷移金属水酸化ハロゲン化合物
M2 (OH)3 X[M=Cu,Co,Ni,Fe:X =Cl,Br,I] の磁

0.1

Susceptibility χ (emu mol-1)

TN = 7.2 K性を系統的に調べてきた。Cu2 (OH)3 Cl は Ata-

camite、Botallackite、Clinoatacamite の異形体を持ち Atacamite には乱れた基底状態、Botallackite には長距離秩序、Clinoatacamite には T=0K までスピンゆらぎと長距離秩序の共存があることを我々が公表した。また、ハロゲ
ンイオンも M2 (OH)3 X の磁性に影響すること

Botallackite-Cl
Botallackite-Br
Botallackite-I

0.08

0.06

TN = 10 K

0.04

TN = 14 K
0.02

0

0

50

100

150

200

250

300

Temperature (K)を確認した。以前の我々の研究により、二次元

図1 磁化率の温度依存性

三角格子の Botallackite 構造の Cu2 (OH)3 Cl は
25

Botallackite 構造の Cu2 (OH)3 Br、Cu2 (OH)3 I
について研究を行った。それぞれ磁化率測定の結果から TN =10K、14K で反強磁性転移をし (図 1)、さらに µSR 測定より Cu2 (OH)3 Brには長距離秩序が存在することを明らかにした。

Precession frequency (MHz)TN =7.2K で反強磁性転移を示した。本研究はCu2(OH)3Cl

20

Cu2(OH)3Br
15

Cu2(OH)3I

10

5

0
0

5

10

Temperature (K)
図242µSR測定によるミュオンスピンの回転周波数の温度依存性

15

D-12

2 次元三角格子 Co2 (OH)3 X(X=Br,I) の磁性
佐賀大理工 A , 九大工 B
河江達也

隅貴志A , 山下健 A , 藤原理賀 A , 萩原雅人 A , 鄭旭光 A ,Bχ (emu mol -1)

近年我々は M2 (OH)3 X(M = Cu, Ni, Co, Fe, Mn; X =Cl, Br, I) 系の系統的かつ総合的な研究を行っている。このうちCu2 (OH)3 Cl(Botallackite) 及び Cu2 (OH)3 Br、Cu2 (OH)3 I
は二次元三角格子を持つが、ハロゲンイオンの大きさに比例しSusceptibilityて、面内の反強磁性的相互作用が強まり、同時に三角格子面間の距離を広げられることが分かった。本研究では Botallack-ite 構造を持つコバルト系物質 Co2 (OH)3 X(X=Br,I) について調べた。Co2 (OH)3 Br は単結晶の二次元面に対し垂直、水平方向それぞれで磁化率を測定し、Co2 (OH)3 I は多結晶を測1
Co2(OH)3I
Co2(OH)3Br H//ab
0.75

Co2(OH)3Br H//c

0.5

H = 1kOe
0.25

0
0

5

10

15

20

25

30

6

7

Temprature (K)

定した。Co2 (OH)3 I は TN = 9.9K で反強磁性転移を示し、

図1 磁化率の温度変化

Cu2 (OH)3 X 系と同様に転移点付近で緩やかな変化を示す。一方
0.2

Co2 (OH)3 Br は TN = 8.0K で反強磁性転移し、磁化率の異方ZF 200K
ZF 70K

性からスピンが ab 面内に向いていることが分かった (図 1)。また

ZF 40K
ZF 9K
ZF 4K
ZF 1.8K

0.15

Asymmetry

Co2 (OH)3 I について µSR 測定を行ったところ、Cu2 (OH)3 X
系と異なり T = 1.8K の低温においても磁気秩序が不完全であることが分かった (図 2)。以下詳細については当日報告する。

0.1

0.05

0
0

2

1

4

5

µ SR測定におけるZFスペクトル図2

新幾何学的フラストレーション物質 (Co1−x Fex )2 (OH)3 Cl における磁気秩序とスピングラスの共存
佐賀大理工 A , 九大工 B

藤原理賀A , 萩原雅人 A , 鄭旭光 A , 河合達也 B

佐賀大グループは、M2 (OH)3 X(M=Cu,Co,
Susceptibility χ '(emu g-1)

物質群を研究してきた。その中で磁化率測定から Co2 (OH)3 Clは Tc = 10.5K以下で強磁性とスピン揺らぎの共存、Fe2 (OH)3 ClはTN = 9K
以下で反強磁性に転移する事がわかった。

-3

3.5 10

-3

-2.0
-4.0
-6.0
-8.0

3 10

2.5 10

2 10

τ /τ0=[(Tf - Tg)/Tg]-zν

0.0

1Hz
10Hz
50Hz
100Hz
500Hz
1000Hz2.5 10τ0 ~ 2.3×10-8

2 10-4 -3.5 -3 -2.5
ln[(T - T )/T ]
f

g

5

6

-4

7

8

1.5 10

-4

g

-3

4

-4

zν ∼ 3.5

1000Hz
500Hz
100Hz
50Hz
10Hz
1Hz

-3

-4

Tg = 5.1K

-10.0
-4.5

-3

3 10

9

1 10

-4

5 10

-5

0 10

0

Temperature (K)

この 2 つの物質は同じ結晶構造で単一相

図1の置換物質が合成できる。XRD 測定から格0.2

測定の周波数依存性を比較した結果、x =0.18

Asymmetry

子定数の連続的変化が見られた。AC 磁化率

0.5 ではフラストレーション系スピングラス
Y2 Mo2 O7 に近い値を示し, x = 0.3, 0.6 はス
ピングラスと磁気クラスターの共存を示す値

x = 0.6サンプルのAC磁化率周波数依存

ミューオンの回転周波数
f1 = 112.(9) MHz
f2 = 70.(2) MHz

0.16
0.14
0.12
0.1

となった（図 1）。µSR 測定からはそれぞれに

0.08

長距離磁気秩序の存在が確認でき (図 2)、磁0.06

気秩序とグラスが共存していると予想される。

1.8K
0

0.01

0.02

0.03

0.04

0.05

time (µsec)
図243x = 0.6サンプルのμSRスペクトル
静的内部磁場による回転の様子

0.06

Susceptibility χ ''(emu g-1)

Ni,Fe,Mn.X=Cl,Br) 四面体フラストレーション

4 10

ln (f -1)

D-13

3

Time( µ sec)

D-14

新幾何学的フラストレーション物質 Co2 (OH)3 Br の逐次相転移及び磁場誘起新奇磁気相
佐賀大理工 A , 九大工 B

萩原雅人A , 鄭旭光 A , 河江達也 B

ゼロ磁場カゴメアイス状態を実現し、強磁性

10K
5.2K
4.3K
2K
nuclear peak
k1 peakCo2(OD)3Br λ = 2.353 Å的な振舞を示す Co2 (OH)3 Cl に対し、同じ構造

Intensity (a.u.)

Zero Fieldの Co2 (OH)3 Br は、T N1 = 6.2K、T N2 = 4.8K
において逐次反強磁性転移、及び T ＜ 4.2K、H= 5kOe で磁場誘起相転移する。今回は両物質の磁性の相違及び Co2 (OH)3 Br の磁場中での振k2 peak

舞に注目し、Co2 (OD)3 Br の中性子弾性散乱測定を行った。ゼロ磁場測定によると、T N1 以下
で k 1 = (0 -1/2 1/2) の反強磁性秩序が見られ、

40kOe
20kOe
10kOe
6kOe
5kOe
ZF
nuclear peakCo2(OD)3Br λ = 2.353 Å

T N2 以下では加えて k 1 とは独立な k 2 = (0 0

T < 2K

Intensity (a.u.)3/2) の反強磁性秩序を形成する (Fig.1)。磁場中の測定では、H = 6kOe で新たな反強磁性秩序が誘起され、H = 30kOe 以上で Co2 (OH)3 Clと同じ k = (0 0 0) の強磁性的な秩序が主体的となる (Fig.2)。今回の結果により、四面体歪みが支配的に Co2 (OH)3 X の磁気状態に決定的に影響していると思われる。詳細は当日報告する。

0

10

20

30

2θ (deg.)4050

Fig1(上)、Fig2(下) : Co2(OH)3Brのゼロ磁場及び磁場中の中性子回折プロファイル
矢印は磁場誘起相によるピークを示す

D-15

反強磁性ナノ粒子 Ferrihydrite の磁気特性における圧力効果
九工大工 A , ザラゴザ大 B , アベイロ大 C

小森田裕貴A , N. SilvaB , 美藤正樹 A ,出口博之 A , 高木精志 A , F. PalacioB , V. AmaralC

反強磁性ナノ粒子の磁化は、粒子表面近傍

少を示し、一方 linear 成分は約 2 倍に増加

および (または) 粒子全体にランダムに分布する。これは、高圧力下で体積収縮のためにしている打ち消されないスピンにより生じ異方性が変化していることを示唆している。

る。我々は、圧力印加により磁性ナノ粒子の表 面 と 粒 子 内 の 連 続 的 構 造 操 作 を 行 い 、それが磁気特性に及ぼす影響を系統的に追跡する圧力実験を展開している。今回、我々はバルクで反強磁性体の Ferrihydrite ナノ粒子

(FeOOH・nH2 O)(粒径 4.7 ± 0.2nm) に注目した。バルクの Ferrihydrite は低結晶性の鉄酸化水酸化物でネール温度 T N は 330K である。磁気測定は MPMS を使用し、圧力発生装置はピストンシリンダー型クランプセルを用いて行った。右図に温度 T = 7.5K における圧力下磁化曲線 (P = 0, 10.0kbar) を示す。磁化曲線は saturation と linear の 2 成分の存在を示唆している。10.0kbar での解析
結果は 0kbar と比べて saturation 成分の減

44

D-16

磁気異方性を示すコバルト‐ピロメリット酸化合物の磁性の一軸加圧効果
九工大工 A , ルイパスツール大 B
A

岸園康平A , 藤本也久 A , 松本周祐 A , 高木精志

, 美藤正樹 A , 出口博之 A , M. KurmooB

各種の磁性金属と有機酸とを結合させて作成した有機無機ハイブリッド磁性体は，磁性金属
イオンが多次元のネットワークを形成し，その特徴的な結晶構造に起因する多彩な磁気的性質を示すことが知られている．今回，我々は，水熱合成法によりコバルト・ピロメリット酸化合物の比較的大きな単結晶を作成したので，異方性を示すこの単結晶の磁性の一軸加圧効果を測定し，磁気異方性を明らかにした．図 1 に示すように，
この単結晶のχ-T は，１気圧下でかなり大きな異方性を示す．ただし，まだ結晶構造が明らかではないので，ブロック状単結晶の長軸方向，
幅軸方向，厚さ軸方向について測定した．磁性の一軸加圧効果等については当日議論したい．

D-17

Ni-ピロメリット酸化合物の磁性の脱水・加水効果及び分子性ガス吸着効果
九工大工 A , ルイパスツール大 B
AA

上田竜也A , 中隈大就 A , 松本周祐 A , 高木精志A, 美藤正樹 , 出口博之 , M. KurmooB
測定結果は当日の発表の際に述べる予定である。

水熱合成法により作成した Ni-ピロメリット
酸化合物は、3K 近傍に反強磁性転移点を持つ
メタ磁性体であるが、化合物内に弱いファンデルワールス力で結合している水分子が存在し、この水分子を加熱等によって取り除く（脱水）とその部分に細孔ができ、その磁性も大きく変化する（図１）。そしてこの細孔の一部に再び水分子を取り込ませる（加水）こともできるが、脱水によりできたこの細孔に水分子の代わりに他の分子、例えば酸素分子などを取り込ませた
場合の磁性の変化を明らかにすることは大変興味深い。
そこで今回我々は、脱水後の化合物の細孔内に酸素分子を吸着させることができるか否か、また吸着できたときの磁性の変化を明らかにすることを目的に実験を行った。酸素分子吸着効果の

45

D-18

Ni-シクロヘキサンジカルボン酸化合物の磁性の脱水・加水効果及び分子性ガス吸着効果
九工大工 A , ルイパスツール大 B
A

藤本也久A , 岸園康平 A , 松本周祐 A , 高木精志

, 美藤正樹 A , 出口博之 A , M. KurmooB

磁性金属と有機酸を用いて作成したハイブのχ T の温度依存性を示しているが、現時点

リッド化合物は、磁性金属の種類、及びそのでは、酸素吸着による効果は観測されていない。

結晶構造の多様性により多彩な磁性を示す。
これらの化合物は、ゆるく結合した水分子を含んでおり、加熱等によりその水分子を除去（脱水）すると、水分子の抜けた部分に細孔ができ、磁性も大きく変化する。そして、この細孔に再び水分子を取り込んで、脱水前の試料の磁性に可逆的に戻るものもある。今回、
我々は、表題の物質について、脱水後の細孔に、水分子ではなく、酸素分子を取り込ませることができるか否か、またその状態での磁性の変化を明らかにしようとした。図 1 に、Virgin 試料、脱水試料、そして脱水後に室温で 9 時間、酸素雰囲気中に放置した時の試料

D-19

キラル磁性体 Cr1/3 NbS2 の高周波領域における交流磁化率測定
九工大工 A , 青山学院大学理工 B
A

鶴田一樹A , 富永将 A , 小森田裕貴 A , 美藤正樹

, 岸根順一郎 A , 出口博之 A , 高木精志 A , 高阪勇輔 B , 中尾裕也 B , 秋光純 B

キラル磁性体 Cr1/3 NbS2 は ab 面を磁気容いる。当日は高周波領域における三次高周波磁易面とするカイラル磁性体である。磁気転移化率χ3ω 成分の温度依存性についても報告する。

温度は 127K であり、我々は単結晶試料を用いた測定において、磁気転移温度付近にカイ
ラリテイに起因すると考えられる巨大な非線形磁気応答を観測している。その非線型応答
は、1kHz までの周波数域で観測されており、同類の分子磁性体では、極低周波域での観測に留まっているのとは、対照的である。そこで、
我々は、SQUID を利用した交流磁化率測定法
によって 10kHz までの高周波領域における非線形磁化率測定を実施したので結果を報告した
い。右図に周波数 f=1,2,10kHz、交流磁場振幅

Hac = 2Oe で容易面に平行に交流磁場を印加したときの磁化率χ1ω (実測値) の温度依存性を示す。周波数の増加とともに磁化率χ1ω は減少して

46

D-20

Ru2−x Fex CrSi の物性鹿児島大学理 A

久松徹A , 六角継美 A , 伊藤昌和 A , 重田出 A , 廣井政彦 A

ホイスラー化合物 Ru2−x Fex CrSi は Fe-rich
では強磁性体、Ru-rich では反強磁性的な性質を示し、x = 0.1 では低温相でスピングラス的振舞いが見いだされた。[1]図に x = 0.3 の磁化䎵䏘䎔䎑䎚䎩䏈䎓䎑䎖䎦䏕䎶䏌䎓䎑䎔䎘

M[PB/f.u.]と温度の関係を示す。この試料は ∼ 100K で強磁性転移をする物質である。低温で ZFC と FC䎓䎑䎔䎓の磁化に違いが見られ、FC では、T ≤ 20K で磁化はほぼ一定の値であるが、ZFC では、温度䎃䎊䎓䎑䎔䎷䏂䎩䎦䎊䎃䎊䎓䎑䎔䎷䏂䎽䎩䎦䎊䎓䎑䎓䎘

の減少とともに、磁化も減少している。x = 0.3の試料の場合、比熱には転移を示す異常は見ら

䎘䎓

䎔䎓䎓

䎔䎘䎓

䎕䎓䎓

䎕䎘䎓

䎖䎓䎓

䎷䏈䏐䏓䎋䎮䎌

れなかった。磁化の振る舞いと、比熱に異常が見られなかった事により、x = 0.3 ではスピングラス相ができていると考えられる。x = 0.1では強磁性は消失してスピングラスが現れる
が、強磁性になる x = 0.3 ∼ 0.5 でも同様の現象が起こっており、スピングラスが現れていると考えられる。[1]M.Hiroi, K.Matsuda, andT.Rokkaku, Phys.Rev.B 76,132401

D-21

Ru2−x Fex CrSi のトンネル分光
鹿児島大学理工学研究科物理科学専攻 A , 鹿児島大学理 B

村山治A , 重田出 B , 伊

藤昌和 B , 廣井政彦 B

ホイスラー型合金は、ハーフメタルや強磁性

認でき、この結果は、これまでの磁化や電気抵抗の測定結果とよく一致する。

形状記憶合金などの新しい機能性材料になりうる物質として注目されている。バンド計算によ

1) S.Mizutani, S.Ishida, S.Fujii and S.Asano,

りホイスラー型合金 Ru2−x Fex CrSi は乱れに強Mater. Tran. 47(2006)25.
2) M.Hiroi, K.Matsuda, and T.Rokkaku,
Phys. Rev. B 76, 132401 (2007).

いハーフメタルであると予測されている 1) 。実
際、0.3 ≤ x ≤ 1.8 の組成範囲で強磁性になることが確認されており、高いスピン分極率をも2.0

つ物質の候補である 2) 。

Ru2-xFexCrSi

本研究では、トンネル分光法を用いて、超伝導

1.5

x = 1.7
x = 0.1

T = 1.2 K

G (V )/Gn

接合界面で生じるアンドレーフ反射によるスピ
ン分極率の決定をする。Ru2−x Fex CrSi/Pb 構
造のトンネル接合を作製し、交流変調法を用いてトンネルコンダクタンスを測定した。x = 0.1

1.0
0.5

と x = 1.7 の組成に関する規格化されたトンネ
ルコンダクタンス G(V )/Gn の実験結果を図に

0.0
-10

示す。図が示すように、x = 0.1 の試料に比べ-50

V (mV)

x = 1.7 の試料がスピン分極率が高いことが確

47

5

10

D-22

Fe2CrSi-(001) 薄膜の電子構造と磁化
鹿児島大学総合理工院生 A , 鹿児島大学理学部 B , 東京大学名誉教授 C 小田雄仁C ,藤井伸平 B , 石田尚治 B , 浅野摂郎 C

ホイスラー合金の Fe2 CrSi は 100%のスピン

S.Asano; Mater.
Trans.
47 (2006) 17.
[2] WIEN2k,http://www.wien2k.at/

分極をもちハーフメタルとなると予測されている物質である [1]。

今回我々は、 Fe2 CrSi-(001) 薄膜 [*]（7-a、7-2a）について第一原理計
算 [2] を行いその電子構造や磁化について報告する予定である。結果の一部を図に示した。上段がバルクの totalDOS（実線が up-spin、破線
が down-spin）を、下段が 7-a のそれである。

[*]”n-ma”と は 、上 下 の 表 面 の 内 側 に
原 子 面 が n 層 、空 格 子 の 厚 さ が a（ バ ル
ク の 格 子 定 数 ）の m 倍 と い う 意 味 で ある。

[1] S.Ishida,S.Mizutani, S.Fujii andD-23

磁性ナノ粒子 FePt の電子スピン共鳴
九工大工 A , 九大先導研 B , 東工大総理工 C
A

鶴田英樹A , 小森田裕貴 A , 美藤正樹

, 高木精志 A , 出口博之 A , 岩本多加志 B , 北本仁孝 C

一般に、単磁区構造を有するナノ粒子の保一致する (挿入図)。現在、他の粒径の試料で磁力は、磁気異方性が粒径によって変わらない

低温実験を行っている。[1] T. Iwamoto et al.

としたとき、磁化反転が熱揺らぎにより起こ

日本物理学会 (2007 年次大会) 21pPSB-66 [2]

りはじめるため、粒径の減少とともに減少す

http://www.nims.go.jp/jpn/news/nimsnow/Vol5/2005-る。しかし、FePt ナノ粒子の場合、室温付近
ではその保磁力は粒径の減少とともに単調に減少するが、低温では小さい粒径の方が大きな保磁力を示す [1]。また、2-3nm 付近で FCT構造が不安定になるという報告もある [2]。低温で示すこの特異な振る舞いの起源を明らかにするために、ESR 測定を行った。室温における g 値の粒径依存性は、線形的な相関をしている（右図）。g 値の粒径に対する変化は、室温の保磁力の粒径に対する変化に定性的に08/03.html

48

D-24

CoTi1−x Vx Sb の物性
鹿児島大理 A中嶋慎吾A , 伊藤

昌和 A , 廣井政彦 A , 重田出 A

X2 YZ(X,Y:d 電子原子,Z:sp 電子金属) で表結晶育成に成功した。図に粉末 X 線パターンをされるホイスラー化合物の中にはハーフメタ示す。観測されたピークは、CoTiSb の結晶構

ル性をもつと予想されているものもあり、活造からすべて指数付けできる講演では電気抵抗発に研究されている一群もある。一方、ホイ率の測定結果等を示し、その物性を議論する.

スラー化合物の X サイトの半分が空格子と    

なる XYZ で表されるいわゆるハーフホイス



ラー化合物と呼ばれる一群も存在する。ハーフホイスラー化合物の物性を調べることは、
ホイスラー化合物全体の本質を知る上で, と





ても重要である。今回我々はフラックス法により,CoTiSb および Ti を V で置き換えた



CoTi1 − xVx Sb の x=0.01、0.03、0.04 の単

49





q[ ]





会場 E
領域 6, 5, 7

E-1

Graphite の磁気抵抗 2
九大院理 A , 九大高推セ B

小倉俊助A , 小久保伸人 B , 山田和正 A , 篠崎文重 A

グラファイトは、炭素からなる亀の甲状の層作用の二つの異なる寄与が加わる」という見解

状物質で面内は共有結合、層間は弱いファンデがある。CF についても同様の議論が可能であルワールス力で結合している。そのため層状にると考えその点について詳しく述べたい。時

へき開でき、最近ではグラファイトの一原子層間があれば磁気抵抗の角度依存性も報告したい。

であるグラフェンや他に同素体であるカーボン
ナノチューブの研究も盛んにされている。 今
回われわれは、PAN 系カーボンファイバー (以下 CF) といわれる炭素繊維の電気特性について報告する。典型的な抵抗の磁場依存性のデー
タを図 1 に示す。低磁場では、磁場の二乗、高磁場では磁場の平方根となるように負の磁気抵抗をしめしておりこれは 3 次元系における電子局在の振る舞いである。しかし、低温、高磁場で磁場の平方根からはずれ負の磁気抵抗が弱められている現象を観測した。同様の現象
がカーボンナノチューブの集合体で報告されており、原因として「強局在もしくは電子間相互

50

E-2

In・Sb/Mo 膜の伝導特性
九大院理 A , 九大高推セ B

小早川優介A , 小久保伸人 B , 山田和正 A , 篠崎文重 A

我々は超伝導・半金属の混合からなる微粒子超もに抵抗は上昇し、正の磁気抵抗を示した。一

伝導系の「超伝導（S）-絶縁体（I）転移」と膜方 pm = 0.38, 0.49 では負の磁気抵抗を示した

構造との関係を明らかにする目的で実験を行っ。講演では詳しく磁場依存性を示す予定である。

ている。試料は高真空中でＭＢＥ装置を用いて作製した。均質膜を得るために under-layer として Mo を 15 Å蒸着後、In と Sb の蒸着速度を異なる値に設定し、In のモル比 pm の異なる混合膜を作製した。In、Sb の total 膜厚は 200 Åに保った。これまでの実験から、S − I 転移
は pm が約 0.5 近傍で起き、そこでの面抵抗は量子面抵抗 Rq = 6.45k Ω/□に近いことを示してきた。今回はこの近傍の絶縁体側を詳細に調べた。その結果、0 ≦ pm ＜ 0.3、0.6 ＜ pm
≦ 1 では比較的スムーズな面抵抗の pm 依存性を示すのに対して、0.3 ＜ pm ＜ 0.6 では面抵抗値が大きく変動することがわかった。さらに R ≦ 6.5k Ω/□では観測されなかったリエ
ントラント現象が確認された。一例を図に示す。この膜は pm = 0.54 の膜であり、磁場ととE-3

磁束格子フローの格子方位と交流駆動
九大高推セ A , 九大院理 B , Leiden Univ. C 小久保伸人A , 篠崎文重 B , P. H. KesC

第二種超伝導体の磁束量子は、通常三角格子を組み、その格子方位は超伝導体を構成する母体原子
配列の対称性や超伝導秩序パラメータの異方性など微視的な環境で決まることが知られている [1]。
これに対し、電流駆動されたフロー状態では、微視的環境から受ける影響が有効的に減少するた
め、どのような格子方位を持つのか大変興味深い。磁束格子が自発的に回転する可能性 [2] や試料の形状などの幾何学的要因により決定される可能性 [3] が理論・シミュレーションで提案されている。我々は、等方的で均質に乱れたアモルファス MoGe 超伝導膜を用いて、この問題に取り組んでいる。最近、磁束格子運動の周期性を捉えるモードロック共鳴法により、磁束フロー状態の格子
方位が分かることを実験的に提案し、以下に示す興味深い結果を得た。１．磁束格子フローの格子
方位は、運動方向に揃う場合だけでなく、運動方向に直交する垂直な場合も存在する。２．さらに格子方位に関する温度・磁場相図を作成したところ、垂直な格子方位のフロー状態は、広い温度・磁場領域に渡って現れ、低・高磁場において平行な格子フロー状態へ移り変わる（回転する）ことが分かった。モードロック共鳴実験では、直流駆動に交流駆動を上乗せするため、交流駆動が与える影響を明らかにする必要がある。今回、交流電流を非常に小さく抑えながら共鳴現象を捉えられる RF インピーダンス法で調べた。その結果、交流駆動の大きさにより格子方位が回転する新しい現象を見出したので報告する。

[1] H. F. Hess, R. B. Robinson, J. V. Waszczak, Phys. Rev. Lett. 64, 2711(1990). [2] A.
Schmid and W. Hauger, J. Low Temp. Phys. 11, 667 (1973). [3] D. W. Braun, et. al, Phys.
Rev. Lett. 76, 831(1996): I. Aranson and V. Vinokur, Phys. Rev. B 57, 3073 (1998): D. Li, A.
M. Malkin, and B. Rosenstein, Phys. Rev. B70, 214529 (2004).

51

E-4

(In2O3)1-x(ZnO)x 膜の熱処理効果と輸送特性
九州大学 A , NIMSB , 出光興産 (株) 先端技術研究所 CA

AA

山口高史A , 高田聡 A , 小A

倉俊助 , 小久保伸人 , 山田和正 , 篠崎文重 , 牧瀬圭正 B , 寺井恒太 C , 笘井重
和 C , 矢野公規 C , 中村浩昭 C

InO をベースとした透明導電膜は近年盛ん

膜の酸素空孔を潰しキャリアを減少させることに研究されており、その中でも亜鉛をドープしで抵抗率が上がることが知られており、図の結た (In2O3)1-x(ZnO)x はアモルファスで低抵抗果を説明できる。講演では x、アニール温度をを得られ、平滑性、加工性に優れるなど多くの変えて同様の測定を行った結果をキャリア数、利点を持つ。また、成膜後熱処理することで伝移動度などのデータと併せて詳しく報告する。

導度や結晶構造を制御することができる。今回
我々は x が 0.01 程の低濃度で熱処理効果が輸送特性に与える影響について調べるための実験を行った。 成膜は DC スパッタを用いて行った。
膜厚は 350nm で成膜時の膜はアモルファスである。これをアニール温度、アニール時間を変えて結晶化させ、得られた膜の抵抗、ホール測
定から温度 2K-300K での抵抗率、キャリア数、移動度の解析を行った。図は x=0.01 の膜に対し、大気中 200 ℃で熱処理した時の抵抗の温度依存性を示しています。(In2O3)1-x(ZnO)x
膜では大気中で熱処理すると大気中の酸素がE-5(In2O3)1-x(ZnO)x 膜の超伝導特性
九大院理 A , NIMSB , 出光興産（株）先端技術研究所 C

高田聡A , 山口高史 A , 小

倉俊助 A , 小久保伸人 A , 山田和正 A , 篠崎文重 A , 牧瀬圭正 B , 寺井恒太 C , 笘井重
和 C , 矢野公規 C , 中村浩昭 C

熱処理された多結晶 ITO 二次元膜では既確認した。1) 超伝導発現には ZnO の濃度にに 超 伝 導 の 報 告 が あ る が 、キャリ ア 数 に つ制限がある。2) 満足すべき熱処理条件は温度、5×1027 /m3 で あ る 。今 回 対 象と し た (In2 O3 )1−x (ZnO)x 膜 は n≈1025 ∼

時間共に狭い。3) コヒーレンス長は ξ (0) ≈い て は n≈10nm 程度で典型的な第二種超伝導体である。

1026 /m3 と圧倒的に小さい。as-grown amorphous (In2 O3 )1−x (ZnO)x 膜を post annealing
し多結晶化した試料の超伝導特性から、超伝導性と構造、キャリア数等の関係を調べた。
試料は超伝導マグネットを用いて一定磁場を印加し、He3 をロータリーポンプでポンピング
し、温度を 0.5K まで下げた。
実 験 結 果 と し て 、図 に ZnO の 重 量 比 が

x=0.01 の膜を大気中 200 ℃でアニール時間
ta を変え、熱処理した後部臨界磁場の温度依存性を示す。他に、以下の特徴をもつことを

52

E-6

アルカリ金属における原子拡散：非調和項の効果
熊本大学大学院自然科学研究科 A

犬童貴樹A , 安仁屋勝 A

固体や液体中における原子拡散は，数十年にわたって研究されてきた．理論的には，拡散係数は時空相関関数の一種である速度自己相関関数 (Velocity autocorrelation function : VACF) から求められる． VACF は次式で定義される

1 ∑ hvi (t) · vi (0)i.
N i
hv 2 (0)iN

C(t) =(1)

ここで, N は粒子数, vi (t) は時刻 t における粒子の速度である.
原子拡散に対する解析的モデルとしては Zwanzig や Tankeshwar らが提唱したモデルがある [1,2]．
最近, 我々は非調和性の効果を取り入れた場合, 速度自己相関関数は, 次式の様に拡張できることを示した.

C(t) =

β 2 cos(ωo t) − ω1 βt sin(ωo t)sech(t/τ ).
ω12 t2 + β 2(2)

ここで, β = 1/KB T であり, ω0 , ω1 はそれぞれ調和振動, 非調和振動を表す. 今回は, このモデル
を液体アルカリ金属に適用し，数値計算及び実験で得られた結果と比較する．

References〔1〕R.Zwanzig: J.Chem.Phys. 79 (1983) 4507.
〔2〕K.Tankeshwar, M.P.Tosi: J.Phys.:Cond.Matt. 3 (1991) 7511.

E-7イオン導電体の熱膨張とイオン拡散の活性化エネルギー
熊大院自然科 A

谷口祥A , 安仁屋勝 A

固体における熱膨張の主な原因は格子振動の非調和性にあり，膨張率の大きさは原子間ポテン
シャルに依存する [1]．本研究では，原子間ポテンシャルの形状と密接に関係している物質の熱膨張と，イオン伝導の活性化エネルギーの関係について議論する．
多くの物質における物性値の相関から，活性化エネルギー Ea に対して次式を得た．
(² )Ea = ηEcoh 1 − ξ 0D
ここで，Ecoh は凝集エネルギー，²0 はエネルギー単位，η, ξ は係数である．D は原子間ポテンシャ
ルの深さである．得られた関係式を用いると，イオン伝導度はlog σ = log σ0 −2ηEcoh r0 ξ²0
ηEcoh
+ 2
β
kB T
3kB T b g(xD )と書ける。ここで，r0 はポテンシャルが最小となる距離，b はポテンシャルの幅，g(xD ) はデバイ関数である．実験結果はこの関係式に従う．
［1］A.R.Ruﬀa: J.Mater.Sci. 15 (1980) 2258.

53

E-8

二酸化塩素分子性液体の分子間相関
九大院理 A , 大幸薬品 (株)B , 高輝度光科学研究センター C
BA, 川北至信 , 尾原幸治

A,CC

, 小原真司 , 武田信一

島倉宏典A , 緒方規男

A

RMC 法を用いた解析結果について議論する。
[1] J. D. Dunitz and K. Hedberg. J. Am.

二酸化塩素はフリーラジカルとして知られており、その強力な酸化作用により抗微生物活性をもつ。融点、沸点はそれぞれ-59 ℃、11

Chem. Soc. 72 3108 (1950) [2] A. Rehr and
M. Jansen. Inorg. Chem. 31, 4740 (1992)℃で。二酸化塩素分子の構造は、電子線回折により Cl-O 間距離が 1.49 ± 0.14 Å、結合角116.5 ± 2.5 °であると報告されている [1]。また、固体 (-150 ℃) では、二酸化塩素分子の p軌道の重なりにより二量体を形成するということが報告されている [2]。実験は SPring-8 の高エネルギーＸ線 (BL04B2) を用いて行った。
右図に得られた二酸化塩素の全二体分布関数(223K) を示す。3.3 Å付近のショルダーと、4Å付近のピークはどちらも Cl-Cl 間距離をあらわしている。この Cl 間距離があらわしている分子間相関を、Reverse Monte Carlo(RMC)
構造モデリング法を用いて調べた。講演では、

E-9

AgI − AgPO3 ガラスの交流イオン伝導 : 対数加成則による解析
熊大院自然科 A

Ndeugueu Jean LeopoldA , 安仁屋勝 A

Many materials that exhibit the power law dispersion in the ac conductivity consist of phaseswith diﬀerent conductivity. According to the logarithmic mixing rule, the measurable bulk ac
conductivity σmeas can be written as [1,2]σmeas = (ω²²0 )α (σc )1−α cos(απ/2) + σ(0),(1)

where σc and ² are the conductivity and relative permittivity of the conductive and dielectricphases, respectively. ²0 is the permittivity of free space, σ(0) is the dc conductivity, and α
is the fractional volume of the material occupied by the dielectric phase. Almond and Bowen
have suggested σc to be 20 times the dc conductivity σ(0), and the result obtained (α=0.78) forwater-ferroelectric ceramic lead zirconate titanate were found to be in an excellent agreementwith measurements [1]. Based on this ﬁnding, we have veriﬁed the applicability of the logarithmic
mixing rule with (AgI)0.4 (AgPO3 )0.6 glass. A good agreement with experimental data is found
if we take σc ≈ σ(0). This agreement reconﬁrms the idea that the power law dispersion foundin the electrical response of materials can be satisfactorily explained by using the logarithmic
mixing rule.
［1］D.P.Almond and C.R.Bowen, Phys.Rev.Lett. 92 (2004) 157601.
［2］J.C.Dyre and T.B.Schrøder, Rev.Mod.Phys. 72 (2000) 873.

54

E-10

拡散力モデルによる物質の融点
熊本大学大学院自然科学研究科 A

貞国治人A , 安仁屋勝 A

物質の融点を精度よく求めることは一般的に難しい。近年、エントロピーから求められる拡散力(diﬀusional force) を用いて融点を求める試みがなされている [1,2]。このモデルによると、融点は( )1dφ
Tm = 26rm αKT dr r=rm
で与えられる。ここで、rm は融点での原子間距離、α は熱膨張率、KT は体積弾性率、φ は原子間ポテンシャルである。このモデルをアルカリハライドに適用した場合、実験値との差およそ５％の範囲でその値が求められる。
今回の発表では、このモデルが他の物質系でも使えるかどうかについて検討した結果について報告する。Au, Ag, Cu, Ni, Pd, Pt に関しては、実験値との差が 0〜40 ％の精度で融点を見積もることができた。このモデルの限界についても議論する予定である。

References[1] L. Bosi, Phys. Status Solidi A 101 (1987) K111.
[2] K. S. Singh, J. Phys. Chem. Solids 63 (2002) 1935.

E-11

超イオン導電体の非線形光学定数に対するモデル
熊大院自然科学 A

池田祥典A , 安仁屋勝 A

前回の発表では, 一次 χ(1) と三次 χ(3) の電気感受率を関連付ける Miller rule[1] を使い, 大

1E-10

10-10

半のガラスは 1 ≤ α ≤ 3 の値をとるが、高い
イオン伝導性を示す AgI − Ag2 O − B2 O3 系や

Na2 S − GeS2 系ガラスは上の α の値から大きく逸脱することを示した. 今回の発表では, 単純

50AgI-25Ag2O-25B2O 3

10な非調和振動子モデル [2] から導出される 3 次

-11

1E-11

Na 2S-GeS2の感受率の式を使い, 超イオン導電体に対する(3) (esu)

非線形電気感受率の特徴を取り出すことを試みる. それによると Miller 係数 α の増大にはポテンシャルの４階微分の増大が寄与している.
このことは, イオン移動には大きい電子分極が

1E-12
10-12

伴い, ポテンシャルの非調和項も増大するといe (3) ? c *e (1) + ·10/10 (esu)4

う描像と矛盾しない [3].

10-13
1E-13

Glass

[1] C.C.Wang: Phy.Rev.B 2 (1970) 2045.
[2] F.Bassani, V.Lucarini: Nuovo Cimento D

Miller r ule(g?3+
Miller r ule(g?5+

20 (1998) 1117.
[3] M.Aniya: Solid State Ionics70 − 71(1994)673.

Li2O-, Na 2O-B2O 3
Na 2O-SiO 2

10-14
1.4
1E-14

1.6

1.8

2

2.2

n

55

2.4

2.6

2.8

3

E-12

第一原理分子動力学法による液体 B2 O3 の圧力誘起構造変化
熊大院自然 A大村訓史A , 下條冬樹 A , 安仁屋勝 A

結晶 B2 O3 は、約 2〜4 GPaで trigonal 相か1.45

ら orthorhombic 相へ構造相転移を起こす。液r1

体状態においても、結晶と同様の圧力で構造変化が起こる可能性が示唆されている。我々はこ1.40のような液体における圧力誘起構造変化のミク
ロな機構を解明するため、第一原理分子動力学
シュミレーションを行った。

4.0

我々の計算結果により、液体B2 O3 では結晶相に見られるようなシャープな構造変化は起こ

3.3
3.2

N

らず、３つのプロセスで高密度化が起こること

N

3.5がわかった。図は計算から得られた最近接原子
間距離と B に対する O の配位数の圧力変化で3.0ある。講演では静的構造の圧力変化に加え、拡散機構と拡散係数の圧力依存性についても議論

3.00

する予定である。

E-13

3.1
2.9
0

40

5

80 120P (GPa)10 15 20

P (GPa)160

金属ガラスの粘性： 結合力・配位数揺らぎモデルと VFT 則による解析
熊本大学大学院自然科学研究科 A

池田昌弘A , 安仁屋勝 A

融体を構成する構造単位間の結合性の観点から, 過冷却液体の粘性の温度依存性を説明するモデルが提案されている [1]. このモデルは Strong な系から Fragile な系までの粘性の振舞いを非常に良く再現するだけでなく, モデル中のパラメータから結合力や配位数に関する情報を引き出すことができる. このモデルを用いて, 我々は共有性, イオン性, 金属性などの結合性を持つガラス形成物質の粘性について議論してきた [2]. また最近, ある条件下において当モデルは, よく知られた経験則である Vogel-Fulcher-Tammann (VFT) の関係式で表される粘性の振舞いと完全に一致することが見出された [3].
今回の発表では, 金属ガラス形成液体の構造単位の連結度や, 代表的な緩和関数として知られる

Kohlrausch-Williams-Watts (KWW) 関数の指数部 βKWW とフラジリティとの関連性について議論する.
[1] M.Aniya, J.Therm.Anal.Cal. 69 (2002) 971. [2] M.Aniya, T.Shinkawa, Mater.Trans. 48(2007) 1793. [3] M.Ikeda, M.Aniya, Solid State Ionics, Ed. B.V.R.Chowdari et al. (Macmillan
India, 2008), 409.

56

200

E-14

共晶組成を持つ銀ハロゲン混合系の融体構造
九大院理 A , 新潟薬大薬 B , JASRIC
A

至信 , 武田信一

上野広樹A , 田原周太 A,B , 小原真司 C , 川北A

銀ハライド結晶はイオン性結合物質に分類

ける X 線回折データ、中性子回折データを併されているが、共有結合による寄与もあることせて用いた逆モンテカルロ (RMC) 構造モデリが知られている。特に AgI は高温固体相で超ングを行なった。3D 構造を再現することによ

イオン導電体となることで知られ、溶融状態のり、部分構造の温度変化を明らかにする。下図

静的構造から銀の分布が大きな揺らぎを持ちに代表して 470◦ C の温度点における部分対分

一次元的に連なる様子を見せることが分かって

布関数を示す。Ag − Ag, Ag − Cl, Ag − I の部

きた。これは超イオン導電メルト中の銀の協調分相関が最近接分布を作っている様子がわかる。

的な動きによるものと考えている。銀ハライドである AgCl と AgI の混合系は 43:57 で融点極小の共晶組成となる。超音波測定の結果から、

AgCl43 −AgI57 は融解直後では粘性が低いが温度上昇と共に徐々に高くなり、560◦ C 付近で極大値を示した後、急速に減少するという粘性の異常な温度依存性を見せる。この結果から粘性の極大の前後で結合性の変動が混合系の動的な性質を支配する領域へのクロスオーバーの原因と考えられる。この前後の温度点におE-15

第一原理分子動力学法による液体 Se0.5 Cl0.5 混合系の分子間相関
熊大院自然 A古賀章浩A , 下條冬樹 A , 安仁屋勝 A

Cl

Se と Cl を一対一で混合した液体においては、中性子散乱実験 [1] 等により、右図のような Se2 Cl2 分子ユニットが形成されていることSeが知られている。静的構造因子が詳しく解析され、液体中において分子間に配向相関があるこSeとも示唆されている。しかし、この配向相関についての詳細は分かっていない。そこで我々はこの分子間相関を解明する為に、常温・常圧状Cl態における液体 Se0.5 Cl0.5 に対して、第一原理

図 1

分子動力学シミュレーションを行った。
計算より得られた構造因子を右図に示す (実2.0線)。白丸は中性子回折実験の結果 [1] である。
この図より理論による実験結果の再現は極めて講演では分子の形状、局所的エネルギー等に基づき分子間相関を議論する。

S(Q)

1.5

良く、理論計算は成功していると考えている。

1.0
experiment
present calculation

0.5[1] K.Maruyama,Y.Kawakita,et al.:0.0
0J.Phys.Soc.Jpn.60(1991) 3032

2

4

6

-1

Q (Å )
図 2

57

8

10

E-16

K0.3 (Mo1−x Vx )O3 の結晶作製とその電気的特性
佐賀大理工 A

戸畑仁志A , 秀南正史 A , 真木 一 A

K0.3 MoO3 は、b 軸方向に高い電気伝導性をもつ擬一次元物質である。低温では b 軸方向の2kF 不安定性によりパイエルス転移が生じ、電荷密度波 (CDW) 状態が安定化する。我々は、電荷密度波転移における不純物の効果を調べるため、K0.3 MoO3 の Mo サイトを W や V で作製した K0.3 MoO3 単結晶と、Mo サイトに0.05 ％の V を混入した単結晶試料における、電気抵抗率の温度依存性を示す。V 置換によって、パイエルス転移近傍の電気抵抗率変化が

ρ-1(dρ/dT)

的特性を調べている。右図に、電解還元法でρ ( Ωcm )一部置換した単結晶試料を作製し、その電気
100
10-1

-40
0
150

170

190

T(K)

pure
V0.05%

10-2

大きく影響を受けることが分かる。挿入図に

-80

100

は、電気抵抗率の温度微分を示す。転移がブ

200

300

T(K)

ロードになる様子がよく分かる。当日は、W
置換体とも比較し、実験結果の詳細を報告する。

E-17

K0.3 MoO3 の電荷密度波における鎖間方向の誘電特性
佐賀大理工 A

秀南正史A , 戸畑仁志 A , 真木 一 A

電荷密度波 (CDW) 状態では、緩和的な誘電分散を伴う 107 を越える巨大な誘電率が現れる
ことが報告されている。この振舞いは、ピン止めされた CDW の内部変形が準粒子によって遮蔽される効果で説明されている。ただ、三次元的な CDW は鎖間結合でもたらされるため、その誘電性には異方性も予想できる。そこで、

100 K
95 K
90 K
85 K
80 K

10 9

我々は代表的な擬一次元物質である K0.3 MoO3

// b

10 8

単結晶を選び複素誘電率の測定を行っている。

10 7

ε'

図は、K0.3 MoO3 単結晶のネスティング方向である b 軸と、それに垂直な二つの方向の誘電分散である。b 軸方向では CDW 転移温度以下で 107 を越える巨大誘電率が観測できた。

10 5
10

が、劇的に減少することがわかる。本発表で10 3を併せて、CDW の誘電特性の詳細を報告する。

58// 2a*- c*4

ところが、その他の方向では誘電率の大きさ
は、直流電場重畳の効果や不純物置換の効果// a + 2c

10 6

10 3

104
10 5
f ( Hz )

10 6

E-18

CuCrZrS4 の圧力下磁化率
鹿児島大学 A , 東京大学物性研究所 BA

B, 松林和幸 , 上床美也

角直利A , 伊藤昌和 A , 重田出 A , 廣井政彦

Bめと考えている。講演ではその詳細を説明する。

AB2 X4 で表されるスピネル化合物は、Ｂサ
イトが四面体構造を形成している。Ｂサイトの

2GPa
4

スピン間に反強磁性体的な相互作用があるとき

χ (arb.units)、幾何的に強いフラストレーションをもつことになる。硫化スピネル化合物CuCrZrS4 は、強磁性体として知られているCuCr2 S4 の Cr サ
イトの半分を Zr でおきかえた化合物である+3。Cr イオンは + 3 価で存在し、Cr

イオン同士は超交換相互作用による反強磁性相互作用がはたらく。今回我々は CuCrZrS4 の圧力下交流磁化率の測定を行った。図に圧力下における

678

磁化率の温度依存性を示す。圧力が大きくなる

20に従って磁化率の絶対値が小さくなる。これは圧力によりフラストレーションが強まったた

E-19

40

T(K)

60

80

逆モンテカルロ法を利用したペロブスカイト型酸化物の構造解析
九大院理 A , JASRI/SPring-8B , RISSPO HASC , 愛媛大理 D

尾原幸治A,B , 川北

至信 A , 小原真司 B , Laszlo TemleitnerC , Laszlo PusztaiC , 上野広樹 A , 城納淳 A ,島倉宏典 A , 井上直樹 D , 武田信一 A
超イオン導電体について、全固体電池の電解質に応用する研究が広く行われている。そのような中で 10−3 S/cm の電解質溶液程度の導電性を示す、ペロブスカイト型酸化物 La4/3−x Li3x □2/3−2x Ti2 O6 (□=空孔) も電池材料の有力な候補となっている [1]。このペロブスカイト構造中における Li イオン伝導は、骨格構造を形成する TiO6 八面体の歪みと４つの酸素イオンから構成されるボトルネックの変化に影響を受けると考えられている。近年、粉末中性子回折実験より Li イ
オンの平均的な分布が示され、これまでの解釈と異なるイオン伝導経路の可能性が示唆された [2]。
しかし、結晶構造の中でランダムな分布をしている Li イオンについて、空間群の単位格子上の原子配置から Li イオンの伝導経路を推測することは非常に難しい。
われわれはこれまで行われてきたリートベルト解析の構造情報をベースに、7 Li を用いた X 線
回折と中性子回折の結果の大きなコントラストの違いを利用し、逆モンテカルロ (RMC) 法による構造モデリングを行った。その結果、La4/3−x Li3x □ 2/3−2x Ti2 O6 における La イオンの rich 層、poor 層の配列をうまく再現できるとともに、Li イオンの分布についても新たな知見を得た。
実験は SPring-8 の BL04B2 において X 線回折、原研 3 号炉の HERMES において中性子回折の測定を行った。講演では両回折実験の結果および RMC によるモデリングの結果を含めて報告し、この結果から考えられるペロブスカイト型酸化物の Li イオン伝導経路について議論したい。

[1] Y.Inaguma et al., Solid State Commun., 86(1993)689-693.
[2] M.Yashima et al., J.Am.Chem.Soc., 127(2005)3491-3495.

59

E-20

ZnMgO/ZnO/sapphire の斜入射赤外反射特性
熊大院自然科学研究科 A , 産総研エレクトロニクス部門 B , 産総研太陽光発電セン
ター C

津川晃一A , 熊谷雄児 A , 横井裕之 A , 黒田規敬 A , 柴田肇 B , 反保衆志 C ,仁木栄 C

ZnMgO/ZnO の特性を光学フォノンより調100

査するため，入射角を 20 °とし，斜入射赤外
反射測定を行った．本研究の試料として，cRp-Rs (%)

0を M BE 成長させ，ZnM gO 層の M g 組成
比 x を 0.11，0.20，0.33，0.44 に制御した４つの Zn1−x M gx O/ZnO/sapphire 多層膜を使用した．F ig.1 は Zn1−x M gx O/ZnO/sapphire(x =0.44) 多 層 膜 の 反 射 ス ペ ク ト ル で あ る ．プ
ラ ズモンと 結 合した ZnO の A1 (LO) モ ー

Reflectivity (%)

80

面サファイア上に ZnO 層と Zn1−x M gxO 層に 観 測 さ れ た ．ま た, 埋 め 込 み 図 は p 偏 光

-20

exp
cal

-30
500

60

55 0

600
65 0
W a v e n u m e r ( c m -1 )

70 0

75 0

40
exp_p
exp_s
cal_p
cal_s

20
0

−1
ドの L+
A モードが p 偏光において 577cm

-10

500

600
700
800
Wavenumber (cm -1 )

900

1000

Fig.1
and
calculated
reflection
Experimental
spectraof
Zn0.56Mg0.44O/ZnO/sapphire in ss-polarization and pp-polarization. The inset shows
the defference between the spectra in ss-polarization and pp-polarization.

と s 偏 光 の 差 ス ペ ク ト ル で 632cm−1 近 傍に ZnM gO 層 の L+
Aモ ー ド が 観 測 さ れ た ．

E-21

単層カーボンナノチューブの超強磁場下光吸収特性
熊本大学大学院自然科学研究科 A , 産業技術総合研究所ナノテクノロジー研究部
B, 東京大学物性研究所 C
嶽山正二郎 C横井裕之A , MukhtarEﬀendiA , 南信次 B , 小嶋映二 C ,単層カーボンナノチューブ (SWNT) では，
短距離クーロン相互作用により K 点と K’ 点の励起子状態が 4 つの一重項状態と 12 個の三重項状態に分裂している。このうち，偶状態の一
重項状態一つだけが光学活性 (bright) であり，
奇の一重項状態を含む他の励起子状態はすべて
不活性 (dark) である。我々は，一重項状態の偶状態と奇状態のエネルギー配置を調査するために，高分散高配向 SWNT(CoMoCAT)/SDBS/
ゼラチン複 合膜 につ いて 200T 域 超強磁 場
下偏光吸収測定を行うことにより，dark 励
起子が光学活性化して出現する吸収ピーク（右図に破線矢印で示したピーク）の観測を行った 。こ の 結 果 か ら ，低 エ ネ ル ギ ー 側 に位置するのは，カイラルベクトルが (7,5) のSWNT については偶状態であり，(6,5)SWNTについては奇状態であることが示唆される。

60

E-22

単層カーボンナノチューブに対する水分子吸着効果の赤外分光評価
熊本大学工学部 A , 熊本大学大学院自然科学研究科 B , 産業技術総合研究所ナノチューブ応用研究セ C
B

布井啓也A , 岡部史典 B , 早水裕平 C , 畠賢治 C , 黒田規敬

, 横井裕之 B

スーパーグロース法により作製した単層カー

1

ボンナノチューブ (SWNT) 薄膜において，半0.9導体ナノチューブの第１，第２バンドギャッ

0.8
Absorbanceプ (S1,S2) 及び金属ナノチューブの自由電子吸収に起因すると思われる吸収を赤外域で確認した．試料に付着しているガスを脱気させ

560K

0.7
560K
540K
500K
460K
420K
380K
340K
300K

300K
0.6
0.5

るためにドライ Ar ガス雰囲気中で室温から0.4560K まで昇温後，室温まで降温し，各温度で の 赤 外 吸 収 ス ペ ク ト ル を 測 定 し た ．ま た

0.3
0.1

1

料を保持し経時変化を測定した．S1 ピークは0.9

減少し，自由電子吸収ピークは増大した．こ

0.8

れらの結果から，水分子吸着により SWNTにキャリアが注入されたことが示唆される．

AbsorbanceAr ガスを純水中でバブリングすることにより高湿度雰囲気をつくり，この雰囲気下で試

0.2

0.3

0.4
0.5
Poton Energy[eV]
昇温時赤外吸収スペクトル

0.6

0.7

0.8

0.7
0day
1day
2day
3day
4day
5day
6day
7day
8day
9day

9day

0.6
0.5
0.4

0day

0.3
0.1

E-23

0.2

0.3

0.4
0.5
Poton Energy[eV]
バブリングによる経時変化

0.6

0.7

液中衝撃プラズマ法によるカーボンナノチューブの合成
熊本大学工学部 A , 熊本大学大学院自然科学研究科 B , 熊本大学衝撃・極限環境研究センター C小川友以A , Emil OmurzakC , 今田慧 B , 森敬一朗 B , 岩本知広 B ,C真下茂 , 横井裕之 B

液中衝撃プラズマ法 [1] によるカーボンナノ(a)チューブ (CNTs) の新規合成法を報告する．溶液(b)(エタノール，純水, 酢酸鉄分散エタノール) 中に
2 本の純または触媒 (Fe, Ni/Co) 含有グラファ
イト電極を浸漬させ，短時間に断続的な電位差を与えて衝撃プラズマを発生させ合成を試みた．

Fig1.(a) にエタノール/Fe 含有電極での生成物の FE-TEM 像を，(b) にエタノール/Ni/Co 含
有電極での生成物の TEM 像を示す．チューブのような構造が確認できる．また他の組合せにおいても CNTs の生成が確認できた．本合成法により，高エネルギー効率と合成装置の簡略化を

Fig.1. (a)FE-TEM image of carbon nanotube produced with
the Fe 1.0 at.% -doped graphite electrodes in ethanol.
(d) TEM image of nanocarbon materials produced with the
Ni/Co 0.6/ 0.6 at.% -doped graphite electrodes in ethanol.

実現すると期待される．[1] E. Omurzak et.al.,J. Nanosci.

Nanotechnol.

7, 3157 (2007).

61

0.8

会場 F
領域 11, 10F-1

積層型三角格子反強磁性体の秩序相
九大院工 A , 広大ナノデバイス B

三原拓也A , 笠間敏博 B , 井戸垣俊弘 A

相互作用のフラストレーションにより,2 次元三角格子反強磁性体は有限温度で秩序化しない。一方

3 次元では秩序化が起こる。そこで我々は格子次元が 2 次元から 3 次元へ変化する過程で磁気秩序がどのように形成されているかを, 次の S = 1/2 の積層型 Ising モデルを用いて解析した。
∑∑
H = J1Si Sj − J2
Si Sj
(1)
hi,ji

hi,ji

ここで J1 は面内の相互作用で J1 ＞ 0, J2 は面間相互作用で J2 ＞ 0 とした。我々は以前この系について, ビンダーパラメータを用いたモンテカルロシミュレ−ション (MCS) によって相転移の解析を行った。その計算の結果, 積層数が 8 枚のあたりで相転移らしき現象を確認できたが, 相転移の性格について詳しく議論するには至らなかった。その原因として, スピン構造が MCS の中で絶えず変化していることが考えられる。そこで今回我々は,3 つの副格子 α, β, γ から構成される各三角格子について定義される以下の 2 次元ベクトル ~σ を用いて解析を行った。この 2 次元ベクトルを

z 軸方向に積層した i 番目の層内の µ 番目の三角形について ~σi,µ と書くことにすると, その成分は以下で定義される。
x
hσi,µ
i
y
hσi,µ
i

= hσi,µ iα − (hσi,µ iβ + hσi,µ iγ )/2√=3(hσi,µ iγ − hσi,µ iβ )/2

(2)
(3)

ここで hσi,µ iη は,µ 番目の三角形における η(= α, β, γ) 副格子の i 層内のスピンの熱平均値を意味する。講演では, この 2 次元ベクトルによる解析結果を用いて, 積層数を変化させた際のスピン配列に関して検討する。

62

F-2

長距離相互作用をもつ１次元ＸＹモデルの臨界現象
有明高専一般教育 A , 九大院工 B

高本雅裕A,B , 村岡良紀 B , 井戸垣俊弘 B

無限長距離のべき乗減衰相互作用を持つ１次元 XY モデル：∑

H = −J~i S~i+nf (n)S,f (n) = n−σ<i,n=1,2,···>

を考える。このモデルはべき乗減衰の指数 σ が 1 < σ < 2 の場合に長距離秩序を持つが、その臨界現
象は σ の変化に応じて大きく変化する。Fisher らの繰り込み群を用いた計算によると、1 < σ < 1.5では臨界指数が一定の分子場近似的な古典領域となり、1.5 < σ < 2 では臨界指数が σ に依存して変化する非古典領域となることが知られている。一方 σ = 2 のとき長距離秩序の存在は否定されているが、低温領域における相関のべき乗減衰と帯磁率の発散を伴う何らかの相転移 (BKT ライク
相転移) の存在がスピン波近似によって示唆されている。
これまで無限長距離型の相互作用を持つモデルに対するモンテカルロシミュレーションは膨大な計算時間を必要とするために困難であったが、近年、高速フーリエ変換と離散的なエネルギー計算を伴用したアルゴリズム (DUDMC 法) が開発され、次第に大規模な計算が可能となりつつある。
今回我々はこのモデルに対して DUDMC 法を用いたシミュレーションを行い、臨界現象の σ 依
存性と DUDMC 法の有効性を確認するとともに、あわせて σ = 2 における系の臨界的性質を評価した。現在予備的な計算として、BKT ライク相転移が予想されている σ = 2 における臨界指数 ηについて η = 1 となる結果を得た。発表ではより詳細な解析を行い、その結果を報告する。

F-3

双二次交換相互作用と４サイト４スピン相互作用が存在するイジン
グスピン系
東海大学教養教育センター A , 九州大学大学院工学府 BA賀久子 , 井戸垣俊弘

岩下孝A , 永木藍 A , 浦上B

複数の相互作用が共存するスピン系の相転移を調べてみることは興味深く、意義のある課題である。また、それらの相互作用が競合する場合、相転移近傍の磁気的諸性質を調べてみると、独特の振舞が発見されることが多い。
モンテカルロ・シミュレーションを用いて、通常の交換相互作用 J1 SiZ SjZ の他に双二次交換相
22
互作用 J２ SiZ
SjZとフォーサイト・フォースピン相互作用 J4 SiZ SjZ SkZ SlZ が共存する S = 1 のイジングスピン系の相転移を調べ、相図を確定した。パラメターとして J２ /J1 を x 軸とし、J4 /J1を y 軸として磁気相図が得られた。
シミュレーションから得られた磁気相図は直線 J4 /J1 = −1/2 に関して対称になることが明らかにされた。また、３個の Sz = 1 と１個の Sz = 0 からなる新しい磁気相の存在が確認された。さらに、３個の Sz = 1 と１個の Sz = −1 からなる磁気相が２種類存在することも明らかにされた。
相転移近傍における磁化や磁気比熱の温度依存性も計算され、その独特の振舞いが調べられた。
また、それぞれの相のスピン構造の温度変化も調べられた。

63

F-4

積層型 3 状態 Potts model のヒストグラム法による研究
九大院工 A太田

穣A , 木下岳大 A , 井戸垣俊弘 Aじるピークが 1 本 (2 次相転移) であるか 2 本 (1相互作用のある 2 準位系を記述するための統次相転移) であるかを見るヒストグラム法を用

計力学的な model として、∑
H = −Jδσi σj(σi = 1, 2, · · · , q)

いた。以下にヒストグラム法の結果の例を示す。

<ij>で与えられる q 状態 Potts model があり、特にq = 3 の場合は∑H =− 12 J

histogram of 3D
ferromagnetic three-state Potts model at kT/J=1.8161∑
3 ∑ 2 2Si Sj − J
Si Sj + zJ
Si2
2

<ij>

<ij>

1400

i

1200

(Si = 1, 0, −1)で与えられる高次の Spin 項を含む Spin1 の1000

Ising model に等価である。この model は J > 0の強磁性の場合には 2 次元格子で 2 次相転移、
3 次元格子で 1 次相転移を示すと予想されてい

800

600

400

るが、今回はモンテカルロ・シミュレーション
200

によってこれらの予想を確認し、更に 2 次元格子を積層させていく過程における相転移の様相

0-2の変化を調べた。尚、転移次数の判別には相転

-1.9

-1.8

-1.7

-1.6

-1.5

E/J (energy per 1site)

移点で磁化や系のエネルギーといった 1 つの物
理量を繰り返し計算し、得られた値の分布に生

F-5Potts 模型における動的相転移
九大院工 A

木下岳大A , 太田穣 A , 井戸垣俊弘 A

強磁性体に強い振動磁界を印可すると、磁界強度や周波数の変化に伴い、対称性のある振動とそれが破れた振動との間に転移が起こる。これを動的相転移と呼び、近年、種々の手法に基づき解析が試みられている。動的相転移は磁化の時間平均が秩序変数であり、対称性のある振動では、これが有限値であり、一方、非対称的な振動の場合、零となる。スピン模型に対しては通常の双一次型の Ising 模型のみならず、Blume-Emery-Griﬃths(BEG) 模型, Blume-Capel(BC) 模型などに対し解析が行われ、多様な相図が得られている。上記の Ising 型のスピン模型を拡張したものに以下のPotts 模型がある。

H = −J∑q(δσi ,σj − 1)<i,j>

ここで J(> 0) はスピン変数 σi (σi = 1, 2 · · · , q) の結合エネルギー、q は状態数を表す。Potts
模型は格子次元と状態数 q により (静的な) 相転移の次数が変化することが解析的に示されている。
ところが Potts 模型に対しては動的相転移は従来全く議論されていない。従って本研究では振動磁界中の Potts 模型についてマスター方程式を導出し、これを数値的に解くことにより、磁界振幅−
温度から成る相図を得るとともに動的相転移の状態数依存性を解析し、静的相転移との比較検討を行った。状態数 q = 2 の場合、すなわち双一次型の Ising 模型に等価な場合、秩序相、無秩序相、及びそれらが混在した相から成る相図を得た。講演では q ≥ 2 の場合の Potts 模型の動的相転移の詳細について報告する予定である。

64

F-6

結合写像格子における不純物効果
熊本大教育 A緒方友紀A , 福島和洋 A

ロジスティック写像を用いた結合写像格子系における、不純物効果について、数値計算による研究を行っている。系の方程式は
(t+1)

xi

{
}
(t)
(t)
(t)
(t)
= fk (xi ) + ε fk+ (xi−1 ) − 2fk (xi ) + fk− (xi+1 )と表される。ここで、写像関数は

fk (x(t+1) ) = ak x(t) (1 − x(t) )である。ak の分布を Gussian とした振動子を不純物として置き換え、系の振動状態を調べた。
不純物を入れる割合 ρ を大きくしていくと、周期振動を示すサイトの数 N (ρ) が増加し、さらに

ρ を大きくすると、N (ρ) が減少する。N (ρ) は確率共鳴における SN R(signal to noise ratio) を表
す式
[
]
A
B
N (ρ) ∼ log 2 expρρで示すことができる。この結果、不純物効果による確率共鳴現象が、空間的にも現れていると考え
られる。

F-7

Hopf 分岐の時間遅れフィードバック制御
熊本大教育 A , 愛媛大教育 B

橋口愛A , 大村詠一 A , 白濱弘幸 B , 福島和洋 A

本研究では Hopf 分岐を示す Van der Pol 方程式において、Hopf 分岐での不安定定常状態（不安定固定点、不安定周期軌道）の安定化を行った。Van der Pol 方程式

1ẋ = −y ± (ε0 − x2 )x + w · sgn(x)3ẏ = xを不安定コントローラẇ = εc w − K(x − xτ ) · sgn(x)を用い、時間遅れ結合（結合定数 K ）をさせることによって、制御を行った。ここで、Van der Pol
方程式中の符号はプラスが supercritical Hopf 分岐、マイナスが subcritical Hopf 分岐を示している。また、{
sgn(x) =−1 (x < 0)1

(x ≥ 0)xτ = x(t − τ )である。
数値計算の結果、遅れ時間 τ を 1 周期とするとき、Hopf 分岐近傍で周期軌道を安定固定点へ、また安定固定点を周期軌道へ転換させることができた。これにより、supercritical Hopf 分岐と

subcritical Hopf 分岐の逆転が示されたことになる。
さらに、上記の系を電子回路を用いて実験を行い、同様の結果を得ることができた。

65

F-8

ボーズ・アインシュタイン凝縮における量子渦格子の形成に関する
数値的研究
九州大学大学院総合理工学府 A

竹下寛伸A , 坂口英継 A

1995 年に希薄原子気体のボーズ・アインシュタイン凝縮 (BEC) が初めて実現されて以来，BECに関する様々な研究が盛んに行われている．その中の興味深いトピックスの一つに，BEC を回転させたときに生成される量子渦格子に関する研究がある．この系は，Tsubota らによってモデル方程式が提案され，それにより量子渦格子が形成するダイナミクスについて活発に研究されている [1]．

BEC は回転周波数を大きくすると凝縮体外から渦が多数侵入し，侵入した渦同士の相互作用により渦格子が形成される．この渦格子は回転周波数の大きさにより，様々な渦格子パターンが見られることがわかっている．そこで，本研究では渦格子パターンの安定性を調べるために，粒子数を一定にしてエネルギーを下げる Ginzburg-Landau 型のモデル方程式を用いて数値シミュレーショ
ンを行った．
その結果，渦格子パターンの対称性が壊れると不安定になり，新たな安定な渦格子パターンに変化するということがわかった．また，渦が２個，４個，７個の格子を形成した場合の，安定なパラメータ領域を見つけることができた [2]．講演では，その詳細について報告する．

[1] M.Tsubota, K.Kasamatsu and M.Ueda, Phys. Rev. A. 65, 023603 (2002)[2] H.Sakaguchi and H. Takeshita, J. Phys. Soc. Jpn. 77, 054003 (2008)F-9

液晶対流系における Chevron パターンの数値シミュレーション
九州大学 A松田

暁A , 坂口

英継 A

ガラスプレートに挟んだネマチック液晶に、ある一定以上の交流電圧を印加すると電気対流が起こる。電気対流が起こると配向ベクトルの向きが空間的に変化する。そのため、それとともに屈折率が空間的に変化するので、空間パターンを光学的に観測することができる。液晶分子は、ディレクターによって特徴づけられる異方性がある。この異方性は対流と相互作用し複雑なパターンをつくりだす。この系を記述する方程式として、対流パターンの複素振幅とディレクターの角度に関する連立方程式が提案されている [1]。

[1] で提案されている連立方程式は、ディレクターをガラスプレートに対して垂直に配向させた
ホメオトロピック系で成り立つ。ディレクターをガラスプレートと平行に配向させたプレナー系では、パターン形成の起こる平面上でディレクターの回転自由度が抑えられているため、対流パターンの複素振幅のみの方程式となる。磁場をホメオトロピック系に加えると、回転自由度が抑えられる。磁場ｈ≒ 0 の時、実験で観測されるようなシェブロンパターンを定性的に再現することができる。磁場 h を変化させることにより、異なる周期のシェブロンパターンが現れた。このシェブロン
パターンの安定性を調べると、多安定であることが分かった。また、シェブロンパターンを定性的に理解するために、一次元モデルを研究した。このモデルは、二次元モデルで得られるパターンと類似性が高い結果が得られた。

[1]S.Kominea, H,Zhao, L.Kramer, Phys.Rev.E 67 (2003)031701

66

F-10

2 成分ソフトコア系のサイズ比と結晶構造
九大理 A

松井淳A

多くのガラス形成物質は、多成分で構成され

小 に な る 。融 点 降 下 に よって 結 晶 化 が 抑 制ている。理論モデルにおいても同様である。ソされ、安定なガラスが形成されることわかっフトコアやレナード・ジョーンス系のように、た。最隣接数５の局所構造が三角や四角構造

等方的で単純なポテンシャルの場合、単成分のに比べて脆いため、融点降下が顕著になる。

結晶化は起こらず、過冷却やガラス状態が長時間にわたって安定であることが経験的に知られている。なぜ、特定の粒径比の場合に、安定なガラス状態になるのだろうか？
粒 径 比 を 変 化 さ せ 、温 度 ゼ ロ に お け る 安
定な固溶構造とその融点を分子動力学シミュ

2.0
1.8
E(kBT= 0) /Nう。一方、粒径比が 1.2 ∼ 1.4 の２成分系では、Zero-Temp. Energy per atom :ガラス状態は不安定で、すぐに結晶化してしま

1.6
1.4
1.2
1.0
1.0

レ ー ション を 用 い て 計 算 し た 。２ 次 元 ソ フ
トコア系では、粒径比 1.3 付近で融点が最F-11Triangular
SquarePentagonal
2.0
1.5
Diameter Ratio :σlarge/σsmall

2.5

Bonabeau の階級形成モデルの再検討と一般化モデルの構築
九大院理 A藤江

遼A , 小田垣孝A

階級構造の自己組織化は、動物社会、人間社会において数多く見られる普遍的な現象である。

Bonabeau らにより、単純なランダム過程の帰結として階級社会の出現が示されて以来、階級社会の構造、発生のメカニズムを物理的視点から理解する研究が行われている [1]。
Bonabeau らは、内部自由度として「力」F を持つ個体の拡散、二個体間の戦いによる力の増減、各個体の力の緩和という３つのプロセスよりなる階級形成モデルを提案し、個体の数密度の増加に伴い、平等社会から階級社会へ転移が起こることを示した。
しかし、空間的な拡散とは無関係な系（e.g. 経済的な競争、科学者間の競争）においても、階級社会の自己組織化が起こることが知られている。つまり、拡散の過程に依存しない、普遍的な階級
構造の自己組織化メカニズムを考える必要がある。
講演では、戦いと力の緩和という２つのプロセスからなる階級形成モデルを導入し、モンテカル
ロ・シミュレーション、平均場解析による結果について報告する。このモデルにより、戦いの頻度の増加に伴う平等社会から階級社会への転移を示し、拡散は階級構造の自己組織化において普遍的なプロセスでないことを示した。
さらに、二個体間の戦いだけでなく、n 個体間の戦いを扱えるように、また、コストという概念を導入することで、ゼロサムゲームだけでなく、分配の問題についても扱えるようにモデルの一般化を行った。講演では、一般化モデルにおける簡単なケースの結果についても報告する。

[1] E. Bonabeau, G.Theraulaz and J.-L. Deneubourg, Physica A 217, 373 (1995)

67

F-12

Belousov-Zhabotinsky 反応における溶液粘度-密度のダイナミクス
鹿児島大学大学院理工学研究科生体工学専攻 A , 鹿児島大学工学部生体工学科 B
増田将太A , 吉本稔B

非線形化学振動反応である Belousov-Zhabotinsky(BZ) 反応は、自ら時空間的パターンを生み出すことから、生物のリズムモデルとして利用されている。この BZ 反応の振動現象はこれまで酸化還元電位や吸光度の変化によってのみ測定されてきた。そのような状況で、我々は水晶振動子を用いて溶液の粘度-密度が直接測定できることを明らかにした。しかしながら、溶液粘度-密度が振動するメカニズムはいまだに明らかになっていない。そこで、本研究では BZ 反応における初期反応の過程を検討し溶液粘度-密度の振動のメカニズムを明らかにすることを目的とした。

BZ 反応における溶液粘度-密度は、時間経過とともにその振幅が増大することを本研究で明らかにした。この変化は BZ 反応の最終生成物の 1 つである臭化マロン酸 (BrMA) が原因であることが示唆される。このことを明らかにするために、まず BZ 反応溶液に系統的に濃度を変化させた KBr を付加して BrMA を生成させ、振動現象を調べた。次に、溶液における金属触媒の変化([Fe(phen)3 ]2+ → [Fe(phen)3 ]3+ ) に対する粘度-密度変化を調べた。
実験結果に対して、振動の振幅は KBr 濃度増加に伴なって増加する傾向が見られた。その一方で [Fe(phen)3 ]2+ → [Fe(phen)3 ]3+ の触媒の変化に対する粘度-密度の変化はほとんど見られなかった。これらにより BZ 反応溶液の粘度-密度が振動するためには BrMA の生成が非常に重要な要素であることが明らかになった。

F-13

AC および DC 電場中の荷電微粒子系のカオスの統計的性質
福岡県立大人社 A , 鹿児島大学理学部 B , 名古屋大学工学研究科 C秦 浩起 B , 庄司

多津男 C , 清水

石崎

龍二A ,

大輔 C

最近，荷電微粒子を交流電場によって閉じ込の統計性を，数理モデルにより数値的に調べた

めると，コントロールパラメータにより，固定結果について報告したい（下図は，カオスが発点だけでなくリミットサイクルやカオス運動を生しているパラメータでの xy 平面内での軌道）．

示すことを実験で確認した．
交流電場による荷電粒子（１粒子）の閉じ込
め，つまり固定点の安定性は，Mathieu 方程式
によって説明されるが，リミットサイクルやカオスは説明できない．そこで，散逸のある Math-ieu 方程式を拡張した数理モデルを導入する．
講演では，荷電粒子の交流電場による閉じ込めの実験について紹介する．続いて，散逸のある Mathieu 方程式を拡張した数理モデルについて説明し，固定点が不安定化するとリミットサ
イクルを，更に，リミットサイクルからカオスが生じることを示す．特に，カオスが発生する
パラメータ領域で，1 粒子の回転運動の揺らぎ

68

F-14

Duﬃng 振動子系におけるパワースペクトル構造
佐大医 A , 九大応力研 B , 福岡県大 C , 九州看護福祉大 D , 福岡女子大 E 富永広貴A ,森 肇 B , 石崎 龍二 C , 森 信之 D , 黒木 昌一 E

力学系のカオス軌道は短い timescale では決定論的で予測可能であるが、長い timescale ではカオスの軌道不安定性のため stochastic で random になる (カオスの２重性)。このカオス軌道の random
化は散逸力学系の場合は外力から供給されたマクロな運動エネルギーのカオスによる random な運動エネルギーへの散逸を生み出し、強制振子や Duﬃng 振動子のカオス誘導摩擦や乱流における乱流粘性など、様々な輸送現象を示すことが予測される。
最近の研究で、カオス力学系に射影演算子法を適用することにより揺動力と記憶関数を使ったマ
クロな変数に対する非マルコフな確率発展方程式を得ることでカオス軌道の random 化を定式化できる事がわかってきた。
我々は、散逸系カオスを示す最も簡単な力学系である Duﬃng 振動子に対して、森の射影演算子
法に従い、集団振動数 Ω0 と記憶関数 γ(t) を導入して非マルコフ確率発展方程式を導いた。
記憶関数の特性時間がマクロな変数の特性時間に対して急速に減衰する場合は、カオスによるランダムネスをマルコフ過程とみなし、マクロ変数の時間相関関数は指数減衰型、パワースペクトルは Lorentzian になることが予測できるが、我々が扱っている系と選択したパラメータでは、記憶関数とマクロ変数の特性時間は同程度になることが示された。これにより、指数減衰型からずれた
時間相関関数が見られることが分かってきたのでご報告させていただく。
[1 ] H.Mori et al.,Prog.Theor.Phys.109(2003),333.,111(2004),635.
[2 ] H.Tominaga et al.,Prog.Theor.Phys.109(2003),575.,120(2008),635.

(e-mail:hirotaka@cc.saga-u.ac.jp)[3 ] R.Ishizaki et al.,Prog.Theor.Phys.109(2003),169.,116(2006),1051.

F-15

フラクタル構造体による音波の散乱について
九大院芸術工 A

檜谷 篤史A , 河辺 哲次 A

フラクタル構造体と音波の相互作用による音シミュレーションの結果、角度のランダム性は響特性を調べることは、数理学的な観点のみな

再帰時間分布に影響を及ぼさないが、長さのラらず工学的・実用的観点からも興味深い問題でンダム性は再帰時間分布の性質をベキから指数ある。本研究では、フラクタル境界に音波が入に変化させることがわかった。

射してから外部に散乱されるまでの音響特性を

1) O.LYUBOMUDROV M.EDELMAN and
G.M.ZASLAVSKY:International Journal of

調べるために、幾何音響理論の音線法を用いて再帰時間分布 を調べる。

Modern Physics B Vol.17,No.22,23,24(2003)
4149-4167

先行研究により、第 3 段階の Koch 曲線型プレフラクタル境界 (ﬁg.1) で散乱される音線の再2) Edward Otto:”Chaos in Dynamical Systems”Cambridge University Press 1993

帰時間分布は、ベキ減衰することが知られている [1]。一方、過渡カオスを示すような系 (ﬁg.2)
では、音線軌道の再帰時間分布は指数減衰する
ことが知られている [2]。
本研究では、厳密なフラクタル境界である Koch
曲線の長さや角度にランダム性を仮定して、より一般的なフラクタル境界での再帰時間分布を

fig.1 第三段階コッホ曲線

調べた。

69

fig.2過渡カオスを示す散乱体の例

F-16

分散性と非線形性を考慮した弦振動方程式について
九州大学大学院芸術工学府 A

瀬崎章太郎A , 河辺哲次 A

ピアノ線のような弦の振動を記述する波動方程式は、分散項 (α は定数) を含む次式で表される
ことが知られている [1] (c0 は波動の伝播速度)。
∂2y
∂2y
∂4y
= c0 2 2 − α 4
2
∂t
∂x
∂x

(1)

しかし、より現実的な弦の振動を考えるときには、当然、非線形効果も取り込む必要がある。
そこで、本研究では、弦の波動方程式に非線形項を自然に導入する試みとして、ティモシェンコ(Timoshenko) の梁の横振動方程式 [2] に張力成分を取り入れたものを考える。梁の振動には 回転
運動 と 横振動 が働くが、弦では回転運動の寄与が相対的に小さいので第 1 近似として、回転を無視する仮定のもとで∂2y∂4y∂y ∂ 2 y∂2y= c0 2 2 − α 4 − β( )2 2
2
∂t
∂x
∂x
∂x ∂x

(2)

という弦の波動方程式を導いた (β は非線形項の係数)。
この弦の波動方程式の特徴として次の２点がわかった：(1) 発生機構が謎とされる現実のピアノ音に現れる ファントム音 が説明できる。
(2) 適切なスケール変換を施すと Modiﬁed KdV 方程式になる。
今回の導出過程で無視した回転の寄与とその効果については、今後の検討課題である。
［1］ Iain G Main, ”Vibrations and Waves in Physics”, Cambridge University Press (1978).
［2］ S.P.Timoshenko, D.H.Young, and W.Weaver, ”VIBRATION PROBLEMS IN ENGINEER-

ING”, John Wiley Sons, Inc. (1974).

F-17

楽音の周波数変調および振幅変調による 1/f 型スペクトル
福岡教育大学 物理教室 A

井手

詩織A , 三谷尚A

音楽等の 1/f α 型（べき則）スペクトルの原因が、音高の上下（周波数変調）、あるいは音の強さの変動（振幅変調）に起因するとの予想が、武者利光氏の著作において見られるが、厳密な議論には至っていない。鳥や虫の声や音楽などでは、主として基本的な周波数が数 100 Hz 程度の「搬送波」を有する

楽音 の上に、ゆらぎによる 1/f 型スペクトルが存在している。今、支部会の予稿を打っている間も虫の声が聞こえ、それはほぼ一定の時間周期で繰り返されている。本研究では、まず、ゆらぎはあるが一定の周期を持つ楽音を考察する。
固体物理学の話題で、原子列が一定の原子列間隔から、超周期 L で疎密波が形成されると、回折像の主ピーク, k = (2π/b)m, (m = 0, 1, 2, . . .) のまわりにサテライト (k = 2πm/b ± 2πl/L),

l = 0, 1, 2, . . . が生まれる。特に、原点 k = 0, (m = 0) のまわりのサテライトが 1/f α 型スペクト
ルに対応すると予想される。ここでは時間を空間に読み替える。次の研究を順次行っていく。

(I) 指数関数に乗った「単一の変調関数」を含む次の２つの関数を提案し、そのフーリエ空間の原点まわりのサテライト強度を調べる。

（関数 A）搬送波をδ関数とし、その周期 b の並びが、

超周期 L で変調させ疎密波を作る場合：f (x) = Σn δ(x − nb − ∆b cos(2πnb/L)).

（関数 B）種々の関数を選択できる搬送波に、変調関数を乗じたもの：f (x) = (c0 + c1 cos(Gx) + c2 cos(2Gx) +· · ·) × exp(−iG∆b cos(2πx/L)); G = 2π/b; 上記の (A),(B) の Fourier 像の k = 0 のまわりのサテ
ライトたちの強度を見たが、l を指数とする因子は登場するが、l に対するべき則は現れなかった。
さらに、（II）搬送波に乗じるゆらぎ関数において 1/f 型スペクトルを入れた際の、実空間の関数の性質を見る。逆に、(III) 簡単な音列（初歩的な音楽や虫の声）から得られるフーリエスペク
トルを調べ、音列とフーリエスペクトルの関係を見てゆく。

70

F-18

ホールバーニングとスペクトルの読み出し
久留米大・医・物理 A

鶴岡富士雄A

吸収周波数が少しずつ異なった光吸収体の集るので，周波数成分の広い，時間的に短いパル合した系では，全体としての吸収スペクトルスの印加では，スペクトルの周波数成分が時間は広く分布する。強い光の照射では，吸収の飽

的フーリエ変換された形で観測される（下図）。

和等によって吸収スペクトル上にその痕跡が残る。ホールバーニング現象と呼ばれる。大きさd e te c te dsignal height [arb. units]

3の少しずつ異なる圧電体粉末群では，共鳴振動
スペクトルは広く分布する。強い電場パルスの2

1
c a lc u la t e d0- 1

印加で，粉末に塑性変形が導入されると，その1 4 .6

1 4 .8

1 5 .0f [M H z ]1 5 .210

1 5 20t [us ]

25

1 5 .410
signal height [arb. units]

痕跡がスペクトル上にホールバーニング現象
様に残る。印加するパルス列が規則性の高いとき，その反映されるフーリエ成分はスペクトル上の単純な形状の痕跡となる（上図）。このス

5

0

0

5

30

35

40

ペクトルはあらたな振動励起の強弱に反映され

F-19

電磁ホーン型 ESR を用いた ESR 定量計測性の検証と試料温度可変装置の開発
大分大学 工学部

電気電子工学専攻 AK-band 電磁ホーン型 ESR 装置は従来の Xband 共振器型 ESR 装置と異なり、共振器を用
いず、送信ホーンと受信ホーンの間の開放空間に試料を置く方式である。また、マイクロ波透過型であった電磁ホーンを反射型に改良し、感度を上げ、種々の ESR 計測に応用した。その一つとして、試料用空間が開放されている利点を利用し、誘電率と ESR スペクトルの温度を変化させた同時測定を行った。そこで使用する
電磁ホーン型 ESR 装置用の温度可変ヒーター等を作製し、これを用いて、TGS:Cu(II) などの結晶の誘電率と ESR 測定の同時測定を行った。さらに高温の ESR 測定に対処するために、
温度可変装置の改良を行い、BaTiO3 の 120 ℃
キュリー温度近傍の ESR 測定を行っている。

71

池上卓也A , 小野澤晃 A , 小林正 A

F-20

強誘電体 BaTiO3 セラミックスの電磁ホーン型 ESR による計測と物性評価
大分大学工学部電気電子工学科 A , 大分大学工学部応用化学科 B

小林正A , 小野

澤晃 A , 豊田昌宏 B
電子スピン共鳴 (ESR) 装置が開発されて 60 年余が経過した。その間 ESR 用試料設置部分は主に共振器 (空洞共振器・誘電体共振器・ループ-ギャップ共振器等) が採用されてきた。共振器を使用しているために ESR 計測時に高い Q 値の維持が必要で、また試料サイズも少量・小型でかつ誘電ロスの小さな試料でしか計測できなかった。この問題を我々は新規な電磁ホーン型 ESR を開発することで悉く解決することができた。 この電磁ホーン型 ESR を開発する前に我々は、ESR 用
共振器に小穴をあけ、そこより外部に漏れ出るマイクロ波に試料を曝すことにより、B16 メラノーマ (腫瘍) 産生のメラニンラジカルの ESR イメージング (1990 年)、アラニンイメージングプレー
トを用いた３次元放射線線量計測システム、YIG 薄膜結晶の強磁性共鳴等の ESR と ESR イメー
ジングを行った。このマイクロ波走査型 ESR イメージング装置と今回のマイクロ波透過方式及びマイクロ波反射方式電磁ホーン型 ESR の特徴について言及し、さらに極端条件下での ESR 応用
計測法の開発の一環として Gd(III )、Mn(II)、Fe(II)、Fe(III) イオンを添加したチタン酸バリウム
セラミックスの 120 ℃のキュリー温度近傍での ESR 計測を、さらには誘電率と ESR 同時計測を計画して装置の改造と温度可変装置の開発を行っている。これらの ESR 極端条件下での ESR 応
用計測の詳細は講演時に言及する。

F-21

強誘電体 BaT i0.8 Zr0.2 O3 セラミックスの電磁ホーン型 ESR による計測
大分大学 工学部

電気電子工学専攻 A

新規な K-band マイクロ波反射方式電磁ホーン型 ESR 装置を用い、ジルコニウム（Zr）を２割含有した BaT i0 .8 Z r0 .2 O3 セラミックス試料の ESR と誘電率計測を行った。

チタンを

イオン半径の大きな４価イオン Zr で置換する
ことで、ピンチング効果のため、(1) 立方晶、正方晶間の相転移温度は 100 ℃以上も低下し、(2)
低温側の２つのキュリー温度での誘電異常と一緒になり、(3) その結果、非常にブロードで巨大なリラクサー的誘電異常を示す。

今回は、

BaT i0 .8 Z r0 .2 O3 :Mn(II) セラミックスの誘電率の温度変化と、誘電異常のピーク値近傍での Mn(II) の ESR スペクトルについて報告する。

72

山口良太A , 小野澤晃 A , 小林正 A

F-22

強誘電体硫酸グリシン単結晶の電磁ホーン型 ESR による ESR と誘電率同時計測の開発
大分大学 工学部

電子電子工学科 A

従来の空洞共振器型 ESR に変え、新規な電磁ホーン型 ESR を用い、さらに温度可変装置を試作して、強誘電体硫酸三グリシン (TGS)
単結晶の ESR と誘電率の同時計測を行った。
電磁ホーン型 ESR の改良を行い、マイクロ波透過型から反射型へ仕様を変更した装置を用い、測定感度を向上させた。図に電磁ホーン型 ESR で測定した室温（26 ℃，強誘電相）
での ESR スペクトルを示す。Cu(II) イオンの 4 本の超微細構造を反映したスペクトルは近くの H イオンのためにさらに超超微細構造を示している。

詳細は発表時に報告する。

73

田中智洋A , 小野澤晃 A , 小林正 A

会場 G
領域 8, 1, 12∗, 13

G-1

高圧下における YbPd の電気抵抗・熱膨張測定
九大院理 A , 東大物性研 BA仁 , 巨海A

玄道 , 和田杉島裕文

A

正樹A , 光田

暁弘 A , 宮川B, 松林 和幸 , 上床 美也

英典 A , 中野智B立方晶 CsCl 型構造をもつ YbPd は T=0.5,
2.0, 105, 125 K で相転移を示すことが報告され動状態が低温まで安定化し、磁気秩序が消失す

抵抗測定からは 3GPa 以上の高圧下では価数揺ている [1]。Bonville らは 170 Yb メスバウワー

ることがわかった。

効果の測定を低温で行い、磁性的と非磁性的な[1] R. Pott et al., Phys. Rev. Lett. 54 (1985) 481

Yb がほぼ 1:1 で共存すること、磁性的な Yb[2] P. Bonville et al., Phys. Rev. Lett. 57 (1986) 2733

は 2.0K で磁気秩序を示すことを明らかにした。

[3]

さらに、このような 2 種類の Yb の共存の原因として電荷秩序の可能性を指摘している [2]。
我々は T1 =105K，T2 =125K の相転移が電荷秩序に起因するものではないかと推測し、圧力効果の研究を行ってきた [3]。電気抵抗測定か
ら、これらの相転移が圧力で低温へシフトし、

1.9GPa 以上でほぼ消失すると報告した。今回
は圧力下で熱膨張を測定し, 更に高い圧力で電気抵抗測定を行った。熱膨張測定により T2 も加圧とともに低温側へシフトし、異常が小さくなっていくことが明らかになった。また、電気74

山 田 健 二 他 :日 本 物 理 学 会

2007

秋 季 大 会 講 演

22pPSB-54

G-2

CeAu2 Si2 の高圧下における磁気特性
九州大学理学府 A , 九州大学理学研究院 B , 東北大学理学部 C , 東北大学金属研究
所 D , 東京大学物性研究所 E , 東北大学極低温科学センター F

酒井久美子A , 大村

美央 A , 中野智仁 B , 上床美也 E , 松林和幸 E , 青木晴善 C , 松本裕司 C , 小松原武美
F, 佐藤伊佐務 D , 巨海玄道 B

CeAu2 Si2 は、ThCr2 Si2 型の結晶構造を持
ち、常圧下約８ K（＝ T N ）で反強磁性秩序を示す高濃度近藤化合物である。Ce の磁気モー磁性転移に伴い、ｃ軸は収縮し、a 軸は膨張す

メントは T N 以下でｃ軸に平行に反強磁性配を示す温度は 1GPa 付近でピークを持ち、そ列している。これまで、高圧下における電気の後減少した。詳細な解析は、当日報告する。

るという結果が得られた。これは反強磁性において一般に見られる性質である。この転移抵抗の測定から、T N は高圧下で消失すると報告されている。常圧下では、反強磁性転移
1E-5に伴い抵抗は hump 型異常を示す。これは転移に伴いバンドギャップができることによるも

c-axis0GPa
1.0GPaTN

CeAu2Si
2

L/Lのと考えられている。本研究では、CeAu2 Si2単結晶を用いて高圧下熱膨張測定を行うこと

a-axis0GPa
1.0GPaTN

により、反強磁性転移に伴う長さの変化を調べた。測定は２ゲージ法を用い、ピストンシ
リンダー型圧力発生装置で 2.7GPa までの圧45

力範囲で行った。その結果を図に示す。反強

G-3

6

7

8

9

10

11

12

T (K)

CePtSi2 の圧力下輸送特性
九大院理 A , 金沢大工 B , 東大物性研 C

中野智仁A , 大橋政司 B , 松林和幸 C , 上床

美也 C , 巨海玄道 A
電子比熱係数 γ = 600 mJ/molK 2 を持つ高濃度近藤化合物 CePtSi2 は, TN = 2 K で反強磁性を示す [1]. 結晶構造は斜方晶 CeNiGe2 型（空間群:Cmcm）である. 電気抵抗は T2 = 23 K と T1 =
7 K で極大値を示す [2]. これらは, 近藤効果と結晶電場の相互作用による Ce 近藤化合物の特徴的な性質として知られている. 巨海らは圧力下の測定から T1 と T2 は 2 GPa 近傍でマージすることを報告した [2]. 同様な現象は圧力誘起超伝導を示す CeCu2 (Ge,Si)2 でも報告されている [3]. 今回,
我々は T1 , T2 と圧力誘起量子相の関係を調べるため CePtSi2 多結晶試料に対して圧力下電気抵抗測定を希釈冷凍機を用いて行った. 圧力発生には NiCrAl-CuBe ハイブリッド型圧力セルを用いた.
その結果、今回用いた試料では 1 GPa 近傍で T1 . T2 がマージしたが、反強磁性も同様の圧力で消失した。本講演で詳しい結果を報告する。

[1] C. Geibel et al., J. Magn. Magn. Mater. 108, 207 (1992).
[2] G. Oomi et al., J. Alloys Compd. 207, 278 (1994).
[3] A. T. Holmes et al., Phys. Rev. B 69, 024508 (2004).

75

G-4

層状 FeAs 系超伝導物質の磁性と置換効果
九大院理 A , 新潟大理 B , 新潟大院自然 C , 物材機構 D
A

A

B

C

, 和田 裕文 , 山田 裕 , 石川 文洋 , 小澤 忠

近年、LaFeAsO に F をドープすることで荒岡

信隆A , 光田暁弘

D[1]Y.Kamihara et al . J.Am.Chem.Soc.130,3296(2008).

TC =26K の超伝導を示すことが発見された。

[2]N.Ni et al . arXiv:0806.1874

また ThCr2 Si2 型構造の (Ba1−x Kx )Fe2 As2 はTC =38K の超伝導転移を示している。これらの物質では FeAs 層が電気伝導と超伝導を担っていると考えられている。
本研究では、同様の層構造を持つ超伝導物質を探索した。図に示すように、CaBe2 Ge2 型の LaPt2 Si2 において 2.2K にて超伝導転移を起こすことを発見した。この TC は LaPd2 Si2 、

LaRh2 Si2 の TC (0.1〜0.4K) に比べて、かなり高い。更に、3 価の La を 2 価の Ba 等で置換することで超伝導転移の変化を検証した。
試料はアーク炉で作製した。電気抵抗測定は
交流四端子法にて行い、引き抜き法により磁化を測定した。

G-5

AFe2 As2 (A=Ba,Ca,Eu) の単結晶育成と磁性
九大院理 A , 新潟大理 B , 新潟大院自然 C , 物材機構 D
A

A

B

C

, 和田 裕文 , 山田 祐 , 石川 文洋 , 小澤 忠

近年、LaFeAsO に F をドープをすることでTC =26K で超伝導転移が起こることが発見され的場

智広A , 光田D[2]N.Ni et al . arXiv:0806.1874

た [1]。また、同様の FeAs 層を持つ ThCr2 Si2型構造の BaFe2 As2 でも K をドープすることでTC =35K で超伝導転移が起こることが発見された [2]。今回我々は AFe2 As2 (A=Ba,Ca,Eu) 系に注目し、単結晶育成と超伝導の検証を行った。
試料作製はフラックス法により行い、図のような単結晶の育成に成功した。交流四端子法で電気抵抗率測定、引き抜き法で磁化率測定を行った。Ba0.5 K0.5 Fe2 As2 では図のように TC =38K
で超伝導が見られ、報告されているものと同様の結果が得られた。
[1]Y.Kamihara et al . J.Am.Chem.Soc.130,3296(2008).

76

暁弘

G-6

DC スパッタ法により in situ 成膜させた YBCO 薄膜の作製と評価
熊本大学大学院自然科学研究科 A , 物質・材料研究機構 B
A

A

A

A

竹下賢A , 岡澤智樹 A ,櫻井宏紀 , 児玉進也 , 小牧伸伍 , 市川聡夫 , 牧瀬圭正

B

2 次元超伝導薄膜に対して、乱れを導入したり、磁場を印加したりすることによって、超伝導から温度降下にともない電気抵抗が上昇する絶縁体的特性へ転移する現象を超伝導−絶縁体転移 (SI転移) という。銅酸化物超伝導薄膜における SI 転移のメカニズムを調べるためには、組成を系統的に変化させた薄膜を作製することが必要になる。我々の使用しているスパッタ装置では比較的小さいターゲットを使用しているので、組成の異なるターゲットの作製が容易であり、本研究に適している。これまで、成膜後にアニールして結晶化させるポストアニール法によるグラニュラー薄膜の作製を行ってきたが、基板を加熱した状態で成膜する in situ 法でも試料を作製し評価したので報告する。
薄膜の作製には DC スパッタ法を用いている。ターゲットに直径が 1 inch の YBCO 多結晶体
を、基板には MgO(100) を使用し、スパッタ雰囲気は全圧 0.6 Torr、アルゴンと酸素の比 9:1 であり、スパッタ電力 70 ∼ 80 W で 100 分間スパッタしている。基板温度の変化や酸素アニールの有無で超伝導特性が大きく変ることが知られている。そこで基板温度を 650〜750 ℃の様々な温度で成膜し、その後、酸素 1 atm、基板温度 400 ℃で 30 分間アニールを行った。作製した薄膜の表面形態を走査型電子顕微鏡で、結晶性をＸ線回折、電気的輸送特性を電気抵抗の温度依存性から評価した。この際、電気抵抗の測定は直流四端子法で行った。試料は主に c 軸配向しており、転移開始
温度 Tc,on は 85 ∼ 90 K である。組成を変化させるため、Y の一部を Pr で置換したターゲットを使用して試料を作製した。その結果、室温での抵抗率や Tc,on など薄膜の特性が系統的に変化していることがわかった。今後、置換量の変化による SI 転移の観測などの研究を計画している。

G-7

YBCO 超伝導セラミクスのカイラルグラス転移での線形・非線形電
気抵抗
九工大工 A , 京都工繊大基盤科 B , 徳島大総合科 CAAA

橋本雄一郎A , 正寶竜也 A , 出B

口博之 , 美藤正樹 , 高木精志 , 萩原亮 , 小山晋之 C

銅酸化物超伝導体である YBa2 Cu4 O8 のサブ
ミクロンサイズのグレインの焼結体は、０結合とπ結合がランダムに配列したジョセフソン結

ρ0
ρ2

0.2

転移と名付けられ、理論および実験の両面から研究されている。この試料は T C1 にてグレイン
内超伝導転移が、T C2（＜ T C1 ）にてグレイン
間でカイラルグラス転移が起こる。今回我々は、

T C2 近傍において E-J 測定を行い、そこから
線形・非線形抵抗率 ρ0・ρ2 を導出し、振る舞ρ0 [μΩ・cm]

系において特異なグラス転移はカイラルグラス

0.2

0.1

0.1
TC2

0

0
60

ぼ消滅しているが、ρ0 は T C2 以下でも有限な

62
T [K]

値を残している。この結果は川村らのモンテカ

ρ0 , ρ2の温度依存
温度依存

いを調べた。図のように、ρ2 は T C2 付近でほ

ルロシミュレーションと良い一致を示している。

77

64

66

ρ2 [μV/A3・cm5]合ネットワーク系とみなすことができる。このG-8GPa 領域における YBCO 超伝導セラミクスの超伝導転移温度の圧
力依存性
九工大工 A , 徳島大総合科学 B

富永将A , 小森田裕貴 A , 美藤正樹 A , 出口博之 A ,高木精志 A , 小山晋之 B

YBa2 Cu3 O7−δ 超伝導セラミクスは、グレの圧力依存性を示す。この結果から TC1 と TC2

イン内の超伝導転移（相転移温度 TC1 ）とグは共に P = 2.5GPa 付近でピークをもち、よレイン間の超伝導転移 (TC2 ) が存在する。グり高圧領域では下降することが分かった。高

レインサイズを小さくすることでグレイン間圧力領域では、グレイン内の超伝導状態が不のジョセフソン結合が弱くなり、TC2 は下降安定になる影響が支配的となると推測できる。

する。グレイン間の超伝導状態には、ジョセ
フソン結合の 0 結合とπ結合があり、カイラ
スグラスの問題と関係付けられている。グレイン間の超伝導状態を研究する一方法として、P = 1GPa までの領域で静水圧力実験が行われている。我々は、より高圧力下での実験を行うためダイヤモンドアンビルセルを用いた実験を行ったので報告する。右図に TC1 と TC2G-9

磁性ナノ粒子における巨大負熱膨張
佐賀大理工 A

鄭旭光A

熱膨張は馴染みの深い物体の基本性質である。例外的にインバーと呼ばれる一部の合金（Fe-Ni、

Fe-Pt など）では、熱膨張率がほとんどゼロになるという現象が知られ、既に精密機械などに応用されている。さらに、特定の物質では熱膨張が負にもなり、近年、セラミックスのタングステンジ
ルコニウム（ZrW2 O8 ）で− 2.6 × 10−5 ／ K いう記録的な負熱膨張率が達成されている。
我々は前にバルク CuO がスピン・格子・電荷の強相関系であることを報告してきた「参考文献」。今回純良単結晶からボールミルにより得たナノ粒子の格子定数の温度依存性を大型放射光施設 SPring-8 の共用ビームライン BL02B2 を用いて、粉末 X 線回折により解析した結果、約 5nmの CuO ナノ結晶では反強磁性転移温度より低温で熱膨張が− 1.1 × 10−4 ／ K と大きく逆転する「負熱膨張」の現象を発見した。さらに、磁気と結晶格子との相互作用が強いと思われる MnF2 のナノ粒子でも負熱膨張率を持つことを見いだした。一方、参照物質の NiO ではこれらの現象は見られず、磁気と結晶格子との強い相互作用が負熱膨張の原因と思われる。磁性体のナノ粒子の負熱膨張の現象は、今までまったく知られておらず、実用的な意義とともに原理的にも面白い。
なお、本講演に関連した研究成果は佐賀大久保園紘士、石渡洋二、産総研山田浩志、徐超男、理研加藤健一各氏との共著で『Nature Nanotechnology』（10 月 19 日号）に公表している。
参照文献：X.G. Zheng et al., Phys. Rev. Lett. 85, 5170-5173 (2000); J. Phys. Soc. Jpn. 70,

1054-1063 (2001); J. Appl. Phys. 92, 2703-2708 (2002); H. Yamada, X.G. Zheng et al., Phy.
Rev. B 69, 104104 (2004).

78

G-11

AgPdCu 合金を用いた圧力セルの開発
九大院工 A , 九大院理 B , 東大物性研 C
AA

八板克仁A , 和田統 A , 吉田靖雄 A , 稲垣祐

B次 , 河江達也 , 大橋政司 , 巨海玄道 B , 松林和幸 C , 上床美也 C , 松本武彦 C
極低温強磁場下で使用できる比熱測定用圧力セルを開発中である。現在主に使用されている Cu-Be（Cu98 極低温・強磁場でセル自体の核比熱が非常に大きくなるため、高精度の実験が出来ない。この問題を解決する材料として Ag-Pd-Cu 合金に注目した。核比熱 CN は、外場 H 、温度 T のもとで CN =2 /µ0 T 2 に従って温度の低下とともに増大する。ただし、λ、µ0 はそれぞれキュリー定数、真空の透磁率を表している。Ag や Pd は Cu に比べてキュリー定数が格段に小さいため、この合金を材料としてセルを作成すれば、セル自体の核比熱の磁場中比熱測定に対する影響を大幅に小さくすることができる。そこで、実際に Ag70wt 圧力セル (37g) を作成しセル自体の比熱を測定した
ところ、極低温強磁場において核比熱を抑えられることが確認できた。また、セル内部に超伝導体

Pb をいれて加圧しその超伝導転移温度の低下を交流帯磁率測定でみることによる発生圧力の確認
実験の結果やこの合金の機械的性質から判断して、このセルでは 1GPa 程度の圧力が発生できることが予測でされる。さらに、Ag-Pd-Cu 合金は析出硬化型合金であり、適当な時効温度において適当な時間時効処理を施すことにより非常に硬くなることが知られている。そこで今回 Ag40wt の組成について様々な温度、時間で熱処理を施し最適な熱処理条件を求めた。その他、弾性や磁性に関しても検証済みで理想的な結果が得られている。

G-12

強磁場極低温下における比熱測定装置の開発
九大工 A

河原正明A , 八板克仁 A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A

我々の研究室では固体物性を研究する手段として主に比熱測定を行っている。比熱測定には大きく（擬）断熱法、緩和法、交流法などがあるが、絶対値の精度の高さから、これまで断熱法を用いて測定を行ってきた。ただし断熱法では温度計の精度が比熱の絶対値に直接反映されるため、温度計の磁場異存性が顕著となる強磁場-極低温領域では正確な比熱を見積もることが困難となる。そこ
で我々は最近、極低温―強磁場で測定可能な緩和法比熱測定装置の開発を行っている。緩和法を採用することで、試料部を小型化することが可能となるため、将来的には１ｍｇ以下の微小試料測定を念頭におき、高感度化も同時に目指している。当日は、開発を行っている装置の詳細と、磁場中希釈冷凍機温度領域での測定結果を報告する予定である。

79

G-13

PrB6 の圧力下比熱測定
九大工 A , 広大先端物質 B

木村俊哉A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A , 世良正文 B

我々は極低温＋高圧＋強磁場を同時に組み合わせた多重極限環境下における比熱・磁化測定を目指している。T = 1 K 以上の温度領域では、Be-Cu 圧力セルを使用しても、H =10 T 以下の磁場領域ならば圧力セル材料内の核磁気モーメントの寄与は無視できると考えられる。今回の研究は、これを確認することを目的としている。試料は結晶場基底状態に61511;61535;61563;5 ３重項を持つ PrB6 に注目する。この物質は T = 7K で非整合反強磁性秩序相への転移、さらに T = 4K で整合相に転移0.06の相転移曲線は複雑な振る舞いを示すことが電0.05

気抵抗測定から予想されているため、これを比0.04

C (arb.units)

することがわかっている。また磁場、圧力下でそ熱測定から調べていく予定である。図１に P rB6のゼロ磁場比熱（サンプルホルダー等の測定系

PrB6 H = 0 T

0.03
0.02
0.01

ブランクを含む）を示す。T = 4.2K, 7K で反強0.00

磁性転移に起因するピークが見られる。発表で0はより詳しい結果について報告する予定である

5

10
T (K)

15

20

。

G-14

光周波数コムを利用した可視単一周波数光源によるナフタレン分子の超高分解能分光福岡大理 A , JST さきがけ B , 神戸大院理 C

東藤毅A , 御園雅俊 A,B , 河本敏郎 C

多原子分子の詳細な構造やダイナミクスを明らかにするためには、高分解能分光法が有力な

スペクトル強度 [任意目盛 ]手法である。多原子分子の詳細な構造やダイナ
ミクスは、周波数シフトや幅の変化、分裂、強度異常などとしてスペクトルに現れる。これらの微細な効果の測定は高分解能分光法によって初めて可能となる。
図は、ナフタレンのドップラーフリー 2 光子吸収スペクトルを測定したものである。信号の線幅は 5 MHz であり、回転遷移まで分離することができた。しかし、この測定では波長計のみによって波数を決定しており、より詳細な解析のためには、より精確な周波数の基

33576.790

準が必要である。我々は、この周波数の基準として光周波数コムを利用する研究を進めている。

80

波数 [cm-1 ]33576.890

G-15

アガロースの相図
九大理 A

屋代竜太郎A , 向井貞篤 A , 鴇田昌之 A

生体高分子の一種であるアガロースは、中性の多糖であり寒天の主要成分である。アガロースはゲル化に伴い白濁することが知られている。アガロースゲルの白濁は、ゲル化により空間的に拘束された高分子網目の中で起こる相分離によるものと考えられている。
今回、我々はアガロースゲルのゲル化や相分離に及ぼすグリセリンの影響を明らかにする目的
で研究を行った。グリセリンは無色透明の液体で水とは完全相溶性を示す。毒性がほとんど無いことから、医療分野や化粧品等様々な用途で用いられている。試料には伊那寒天提供のアガロース（Type BA-10，分子量 28 万）を用いた。溶媒には超純水（比抵抗 18.3MΩ · cm）とグリセリン（
試薬特級, 和光純薬）の混合液体を用いた。
アガロース溶液の相図を決定するために、アガロース濃度 1.0〜15.0g/100ml、グリセリン濃度 0〜50 ％の範囲で溶液を調整した。すべての試料を 95 ℃で溶解した後に、試料溶液を恒温層に静置し、温度を徐々に下げゲル化温度と曇点を決定した。降温の幅は 2 ℃、静置時間は 12 時間とした。ゲル化温度は傾斜法により決定した。また曇点はレーザー透過光のスポットが消失した温度とした。
本研究からは以下のことがわかった。

1）アガロース − 水の系ではゲル化温度と曇点はともに、アガロースの濃度減少に伴い低温側にシフトする。
2）溶媒におけるグリセリン濃度が大きくなるに伴い、ゲル化温度、曇点が低温側にシフトする。
以上の結果を従来の研究成果と併せて検討する。

G-16

界面活性剤の構造形成
九大理 A

豊増佳宏A , 向井貞篤 A , 鴇田昌之 A

水溶液中の界面活性剤は温度や濃度、種類によって nm〜µm スケールの様々な構造を形成す
ることが知られており、このような構造形成過程や曇点近傍での相転移ダイナミクスに興味が持たれている。ここではゲル中における界面活性剤の構造形成についての研究を行った。系を高分子網目で拘束した結果、顕微鏡を用い実空間における構造形成の情報を得ることができる。界面活性剤には TO−30(トリオレイン酸ポリ
オキシエチレンソルビタン、C100 H194 O28 )、ゲルにはアクリルアミドを用いた。30 ℃から 70 ℃
までの温度でゲル化させた。分光器を用い透過
光強度を測定し、その濁度を求めた。また共焦20μm

点顕微鏡により実際の試料内部の画像を得て、高い温度で界面活性剤分子が凝集している様子を確認した。これらの結果について議論する。

81

共焦点顕微鏡による画像
TO-30 濃度 1.6mM、ゲル化温度 65℃

G-17

小学校授業で簡単に作れ使いやすい天秤
大分大学教育福祉科学部 A

甲斐

昌平A , 軸丸

勇士 A , 藤井弘也 A

今から 20 年程前までは公園や校庭には必ずシ−ソ−が在って、それを使って遊んでいたものである。そのため天秤の学習をするまでもなく遊びの中から力に関する様々なことを学んでいることが多かった。しかし、最近は事故が発生した際の責任問題などがおき、シ−ソ−が公園や校庭から撤去され、在っても固定などにより使えなくなっている。 そのため筆者等は天秤の学習指導をするに当たり、支点の位置を変更でき、それによって力の大きさを体感できるシ−ソ−を作成しそれを使って天秤の学習を開始した。

市販の力学実験用天秤は１台で１〜10 万円する。そのため小学校の予算では購入し難く、学校に買ってあっても児童個人個人が使って、実験することができな
い状況にある。そのため児童全員にプラスチック製 30cm 物差しに等間隔に錐で穴を空けさせ、重心に料理用竹串を刺して支点とし、その竹串をセロテ−プで固定して 50 円硬貨を分銅（重り）として使い、力学実験用天秤を作成した。そうして完成した天秤を用いて全員が同時に力（重り）と腕の長さ（モ−メント）に関する実験を行うことができ、てこと力に関する学習に効果を上げた。
この物差しは学習終了後に各人にG-18

初等中等教育課程における物理教育
九大理 A , 九大院理 B

長谷川潤A , 松田大輔 A , 中野智仁 B , 巨海玄道 B

最近我が国の若い人達の理科離れや学力低下が声高に叫ばれ、それに対する対策が各種学会を始めとして立てられはじめている。この原因は複雑であるが、我々は初等中等教育における理科教育の過程を調べることにより、この問題の解決の１つの切り口を探索することを目指した。この目的のため、現在中学校・高校の現場でどのような理科（あるいは物理）教育が行われているかを調査した。
学習指導要領によると、高校ですべての生徒が履修すべき科目として「理科基礎」「理科総合Ａ」「理科総合Ｂ」「物理Ｉ」「化学Ｉ」「生物Ｉ」及び「地学Ｉ」のうちから最低２科目の履修が課せられている。またそのうち１科目以上を「理科基礎」「理科総合Ａ」及び「理科総合Ｂ」の中から履修することになっている。この教育システムの実態を中学校あるいは高校毎に調査し、現状を把握する。このため中学校や高校の先生方に学校現場での現状を踏まえた話を聞き、それぞれの学校でどの科目を学習し、内容をどのように扱っているか、実験をどのようにいれているかなどを調査する。また、小学校から高校へ至る過程で使用されている教科書の内容やそこで出ている練習問題の難易度等を比較検討する。今回の調査により分かった「物理Ｉ・II」までの学習の流れの中から見えてくる問題点を明らかにしたい。
最後に、大変お忙しい中、我々の拙い調査に根気よくつき合って頂いた中学校・高校の先生方に感謝します。

82

G-19

アドバンシング物理に見る英国の物理教育
九大理 A , 九大院理 B

松田大輔A , 長谷川潤 A , 中野智仁 B , 巨海玄道 B

イギリスの A レベル物理コース（日本の高校物理レベル）の教科書である「アドバンシング物
理」[1]（以下 AP と略）では、教科内容の配列やストーリー展開が日本の高校物理の教科書と大きく異なっている。例えば、AP の相対速度についての学習の書き出しは『あなたは航空機の乗客だ。
あなたは窓の外を見ている。左手はるか彼方に航空機が近づき、あなたはそれを撮ろうとカメラを取り出す。焦点を合わせたときにはその航空機はぐっと迫ってきて、あなたは不安を感じる。機影はファインダー内でみるみる大きくなり、あなたは本当に心配になってくる。しかし危機一髪、航空機は前方を急上昇してあなたの航空機の前を飛び去る。』であり、その内容も数式をあまり使わず、考えの多くを視覚的に表現している。一方、わが国の教科書では『２台の車が併走したり、同
じ車間距離を保って走る場合、それらの車は同じ速さで走っている。このとき片方の車から見た他方の車の速度は０ m/s である。』という記述から始まっている。AP の書き出しは大変奇抜であり、多くの生徒は面白いと感じると思われる。また AP は物理学が今日の社会で実際に生かされていることを明確に具体的な例で示している。日本の教科書がどちらかと言えば、抽象的な思考へもっていくものであることを考えると、AP の方が学習への意欲を掻き立て、有益さを感じさせるといえる。
本講演では AP の特徴を、教科書や CD-ROM 教材を中心に紹介する。そこで取り上げられている学習項目について、日本の高校物理の教科書との比較、検討を行う。AP とわが国の教科書の特徴（あるいは欠点）を明確にしたい。

[1]
博義『アドバンシング物理』

J. オグボーン、M. ホワイトハウス編（笠耐、西川恭治、監具

監訳）、シュプリンガー・フェアラーク東京

G-20

高校物理を面白くするバーチャル実験室の開発
九大院理 A , 新潟商業高校 B

小田垣孝A , 梅崎雅寛 A , 尾嶋拓 A , 藤江遼 A , 土肥啓

一B

運動や現象の時間発展を授業で実際に見せるシミュレーションで示した。新潟商業高校でることおよびバーチャル実験のデータを解析行った研究授業により、バーチャル実験室が講して、物理法則を発見させることを支援する

義の説明をスムーズに行うための強力な手法

インタラクティブ型バーチャル実験室を五つのであることを示すとともに、実験を解析させる

テーマ「等加速度運動、重力場中の運動、円運手法となることを示した。例として斜方投射

動、単振動、熱平衡」について作成した。力学の画面を示す。http://www.cmt.phys.kyushu-に関しては、速度、加速度、力をオプションで

u.ac.jp/virtuallab/を参照。この研究は、財団表示しつつ運動の時間変化を示し、また、位置

法人日産科学財団の助成を受けて行われた。

や速度の時間変化も表示できるように工夫した。運動については連続表示とストロボ表示を用意した。さらに、等加速度運動に関して
は、ストロボ表示のデータを生徒に配布し、授業中に生徒が自分のデータを解析し、その結果を持ち寄って、運動の法則の発見を体験させられるようにデザインした。熱現象に関して
は、温度の異なる二つの気体を接触させたときに平衡に到達する過程をミクロな描像によ

83

G-21

分野横断型小規模学会の高校生セッションの試み―形の科学会の場
合―京都大学 情報学研究科 A , 鹿児島大学

理学部 B

宮崎修次A , 秦浩起 B

形の科学会は物理学，数学，化学，生物学，地形学，建築学，都市計画等の幅広い研究分野の研究
者が「形」をキーワードとして，学際的な科学の確立をめざす日本学術会議の協力学術研究団体である．様々な研究分野の研究者が共通に取り組める課題の一つは理科離れ対策といった理科教育の問題であろう．2008 年 10 月 31 日から 11 月 3 日にかけて京都市で第 66 回「形の科学シンポジウ
ム―非平衡統計力学・非線形物理学と形の科学―」が開催され，著者のうち宮崎はその代表世話人を務めた．従前の「形の科学シンポジウム」では，代表世話人の専門分野の招待講演などを公開企画としていた．今回，一つの試みとしてを参加費無料の公開企画として「理科教育・高校生セッション」を行った．Super Science Highschool 対象校の高校生による研究発表，シンポジウム参加者との議論，如何に教えるかという理科教育の一般講演，模擬授業を中心に据え，高校生を囲んで様々な分野の研究者が理科離れの問題や高校生に如何に研究の魅力を伝えるかといった問題を共に考えることを目的とした．高校生向けの模擬授業では，アルミニウム粉をシリコンオイルに入れてホットプレートで熱することで対流のセルパターンが現れる様を見せた．また，著者のうち秦はペットボトルをぶら下げたゴムひもに熱湯をかけるとゴムひもが縮み，ペットボトルの位置が上昇するゴム弾性の実験や電子レンジに鉛筆の芯を入れて作動させ，プラズマが生じる様を見せる実験などを示した．高校生側からは「粘菌とは何か」「メタミドホスはなぜ体に悪いのか」「対流セルがなぜ六角形になるのか」など即答が難しい質問や本質をついた質問が出てきた．本講演では，同シンポジウムの「理科教育・高校生セッション」を紹介し，分野横断型の小規模学会の理科教育に対する寄与の仕方を模索したい．http://wwwfs.acs.i.kyoto-u.ac.jp/20081103/

G-22

定期試験不合格者のフォローアップに関する一考察
佐世保高専・電気電子 A

三橋和彦A

所謂「教養物理」は、理工系高等教育の基礎学力を支える重要科目の一つである。本校電気電子工学科においても一般物理 (4 年)、電磁気学 I,II(3,4 年)、工業物理概論 (4 年) の 4 科目に分散して同内容を講義している。総じて高等教育として十分な学習量を確保しているが、試験の平均点や解答状況から推察すると、理解度と定着度は全く不十分と言わざるを得ない。その原因の一つに自己学習量の不足が考えられる。
そこで現在、「一般物理」の試験不合格者を対象としたフォローアップを行い学習量の増加と基礎学力の向上を図っている。フォローアップは、追試験と補習を組み合わせた形式で年 11 回程度実施している。内容は課題演習による復習と解答の解説が中心で、その発展問題を追試験で出題している。補習と追試は原則として週末の午前中に設定し、2〜3 時間の補習の後に 1〜2 時間の追試
験を実施している。答案は 10 点満点で採点し各試験の素点に加算する。これを原則 3 回実施し最大 30 点まで補填している。
当初、補習と追試を週末に実施するため不評が予想されたが現在のところ不満は殆ど聞かれない。授業がないため補習に集中でき自分のペースで理解できるという意見も聞かれている。補習中に学生同士で教え合うことも推奨しており、比較的自由な環境で自然に自己学習や協同学習ができているように感じられる。通常授業における消化不良を解消するためにも、こうした補習は意味があると考えられる。
講演ではフォローアップの詳細や指導上、勤務上の課題等について報告する。

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G-23

身近な電気・電子機器から輻射される電磁波の測定と電波吸収体を利用した電磁波実験の検討
別府溝部学園短期大学ライフデザイン総合学 A , 広島大学大学院教育学研究科 B ,兵庫県立大学大学院工学研究科 C

笠置映寛A , 蔦岡孝則 B , 畠山賢一 C

電磁環境を正しく認識するための実験の基礎的な研究として，身近な電気・電子機器から輻射される電磁波を測定する実験について検討を行った．測定対象は，PHS，パーソナルコンピュータ基盤，IH クッキングヒーターで，測定にはループアンテナ (直径 1.5cm，20cm)，及びスペクトラム
アナライザを使用した．まず，機器からの電磁波スペクトルを測定し，最も強度の大きい周波数に注目し，その電磁波強度の距離依存測定を，約 1cm から 1m の距離で行った．いずれの機器についても距離が大きくなるにつれ電磁波強度が弱くなる様子を観察できた．パソコン基盤 (80MHz)，IH ヒーター (23.7kHz) からの電磁波強度の変化については，近傍電磁界の強度変化に対応するものと考えられる．授業実践を考慮し，簡易測定器を用いて輻射電磁界の磁界強度の距離依存性について検討を行った．スペクトラムアナライザによる測定と同様，距離とともに磁界強度が弱くなる
様子を観察できた．その減少の割合はスペクトルアナライザによる測定結果に比べ小さくなる傾向であった．このように，教室や実験室内においても，身近な機器からの電磁界強度の距離依存性を観察することが可能である．また，このような測定実験と関連して行う電波吸収体を用いた電磁波実験についても合わせて報告する．

G-24

重力と電磁気力 (・・相対論的不変性の下で・
・)
日本文理大学工学部機械電気工学科 A

竹本義夫A

四元ベクトル積 (内積・外積・スカラー倍を含む)(＊第(2006 年・鹿児島大学)
) で発表
) 112
( 回日本物理学会九州支部例会
) (
0
0
0
ctct + r · r
ct
ct
=
の応用。
ctr0 + rct0 − i(r × r0 )r
r0(1) 重力と電磁気力の類似を逆二乗の法則だけではなく、(2) 力の発生過程までのさかのぼることができる。
(3) その結果、電磁気力と同様の相対論不変の方程式を得る。
詳しくはhttp://www.nbu.ac.jp/ takemoto/genko.html

1 e(A) 電磁気力の発生 (Et は電場の時間成分、φ = 4πε、A = 0)
0 r
j
j
j
q0
q0
∂ e
∂ e
F = qE + c Et + c × cB − i(qcB − c × E) = − 4πε0 c ∂r( r )ut + i 4πε( ) × u(complex)
0 c ∂r r(B) 重力との類似 (下線部を比較)
Gm0 ∂ M∂U
f = −m0 ∂U∂r ∼ −m0 γ ∂r = − c2 ∂r ( r )ut(C) 重力の方程式 (相対論不変)
MG dr dctd2 ct
dτ 2 = − r 2 dτ dτ · · · (1)ct
dφ 2
MG dct 2
d2 r
1
dΘ 2
dτ 2 = − r 2 ( dτ ) + r {(r cosh Θ dτ ) − (r dτ ) } · · · (2)rdφ
dφ
MG dctddΘ
1 drdΘdτ (r dτ ) = ( r 2 dτ − sinh Θ dτ )(r cosh Θ dτ ) − r dτ (r dτ ) · · · (3)Θdφ
dφ
dφ
MG dctddΘ
1 drdτ (r cosh Θ dτ ) = ( r 2 dτ − sinh Θ dτ )(r dτ ) − r dτ (r cosh Θ dτ ) · · · (4)φ

85

G-25

太閤殿下の熱力学
長崎大学環境科学部 A

後藤信行A

熱現象は身近にありふれているにもかかわらず、熱そのものは目に見えず、それが学生にとって熱力学の直感的な理解の妨げになっていると思われる。とくに、学生の数学や物理の予備知識が低下した最近では、数式を使った熱力学の講義でも、その合間に、時々、演示実験や面白いたとえ話などを挿入し、学生の興味を喚起し、理解を助ける必要であると思われる。その試み 1）について報告する。講義のなかで用いている実験やたとえ話を、次に列記して、今回の発表の予稿としたい。

1． すっ飛びボールとヘロンの噴水と熱現象。2． ポッチャン便所の原理と天下盗りのコツ。3．
臍で茶が沸かせるか。4． 臍で氷がつくれるか。5． 冷凍光線は可能か。

1）後藤信行「太閤殿下の熱力学」大学の物理教育

86

14-2（2008）ｐ.58