会場 C
領域 3

C-1

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

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

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

回方向を制御できることが知られている。我々する。

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

手法が適用できるのを期待して、マイクロマ

グネティクスによる数値計算、及び実験を行った。

数値計算の結果、リング磁性体においても、

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

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

24

C-2

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

横谷有紀A , 山野井

D,E

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

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

クは、スピン波の励起に対応していると考えら

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

ルギー散逸との関連性を含めて議論する。

ピンの高速応答、及び新奇なスピン流生成機構を探るうえで、極めて重要である。

し、FMR 特性のマイクロ波磁界強度依存性を

強磁性共鳴

R 0dBm (ȍ)

強磁性体細線（幅2 um）

0 dBm
20 dBm

コプラナー・ウェーブガイド

調べた。図２に、マイクロ波強度 0dBm、及びR 20dBm (ȍ)

そこで今回我々は図１のような素子を作製

高周波電流

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

C-3

RF 6 GHzV

μ0H (mT)

図１

素子構造

図２

線形と非線形の FMR スペクトル

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

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

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

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

当日の発表では、平行、及び反平行状態から験的に検出することは容易ではない。

の二端子スピン注入実験の結果を交えて、Cu

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

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

じく NiFe ドットからなる Cu 層中のクーパー

対形成過程検出端子を持つ図のような素子を作









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

製した。本素子において、２つのスピン生成源

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



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

25

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

C-5

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

植松銀河A , 野村竜也 B , 胡少杰 C ,E,F

近年、強磁性体に温度勾配を与えることでス

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

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

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

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

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

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

௕‫ؙڮ‬ਫ਼লऔोञ೸५আথਦಀ

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

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

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

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

理的に興味深いだけでなく、抵抗スイッチング

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

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

-2

set

ࠉRT
140 K
reset

-1

0

V (V)

1

2

ᅗ1 CoFeB/NiOx/W⣲ᏊࡢI-V≉ᛶ

度の低下と共に、正方向（絶縁体から金属への

26

3

C-7

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

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

A

B

B

C

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

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

ホイスラー合金 Co2 MnSi は，トンネル磁気抵

ついても報告する。

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

んに行われている。本研究では，Co 基ホイス

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

ラー合金 Co2 TiGa1−x Snx (0 ≤ x ≤ 1) に注目

M ( B/f.u.)

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

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

Co2TiGa1-xSnx
T=5K

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

B (T)ルの候補と考えられる。一方，Ga-rich の組成

1 T=5Kでは，図 1 からわかるように磁化が飽和する

C-8

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

我々は、Ru ベースのホイスラー化合物の物

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

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

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

Ru2Cr1-xTixSi
Ru2Cr1-xVxSi

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

8
6
4
2
0

製を試み、単相試料を得ることができた。1

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

料においてピークが見られたので、Fig.1 に

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

(a)

1.8

U(T) / U(300)

ピーク温度の x 依存性を示した。Fig.2 には、

0.2

Ti=0.1
Ti=0.2

1.6
1.4

(b)

3

U(T) / U(300)

T における磁化率の測定では、それぞれの試

0.1

V=0.1
V=0.2

2

1.2

ピーク温度 (x = 0 のときの磁化率のピーク

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

100
200
Temperature (K)

300

1
0

Fig.2㸸0T ࡛ࡢ᢬ᢠ⋡ࡢ

27

100
200
Temperature (K)

ᗘ౫Ꮡᛶ

300

C-9

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

重松理史A , 春森浩

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

A

A

A

ホイスラー合金 Ru2−x Fex CrSi は、第一原理

BC

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

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

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

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

和磁化が Slater-Pauling 則と一致することから(2009).

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

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

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

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

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

㻞㻜
㻝㻡
㻝㻜
㻡
㻜
㻜

㻡㻜

300 K での S の値は、x = 0.1 で最も大きく、

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

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

桑原脩人A , 重田出 A , 廣井政彦 A , 寺田教男 A , 伊藤

Ni2 MnGa は T m = 200 K 付近でマルテン

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

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



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

7 .

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

磁場依存性を示す。磁場範囲 0 ≦ B(T ) ≦ 8 T

で磁場を増加させても S(T ) に大きな変化は見%7

図１Ni2MnGaのゼーベック係数の磁場依存性

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

28

C-11

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

䢸䢲
䢵䢲
䢶

䢶䢲

䢶䢲
䢴䢲

䢴䢲

䢴
䢳䢲
䢴䢲

続的に増大する傾向が見られた。一方、磁化測定

䢵

䢷䢲
䢴䢷

䢶䢲

䢶䢲
䢴䢲

䢵䢲

䢵䢲
䢳䢷

䢴䢲

䢳䢲
䢴䢲

䢷䢲䣺䢳䢲

䢸

䢵

䢸䢲

䣺䢳䢲 䢢

䢺䢲
䢶䢲

Intensity (arb. units)

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

䢺

䢺䢲

䢵
䢸

Intensity (arb. units)

䢳䢲䢲

䣺䢳䢲 䢢

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

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

4

3

2

1

0

-1

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

20

Ms (emu/g)

条件を満たし、強磁性化したことが示唆される。

DOS at EF

0.3

0.2

Ms 250 K
DOS at EF

0.1

10

0.0

0
0.0

0.1

x

0.2

ᅗ䠎䠖DOS, 㣬࿴☢໬䛾Co㔞౫Ꮡᛶ

29

0.3

C-13

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

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

クロミズムとサーモクロミズムの性質を有して3

いる [1]。その高圧相と低温相では、同一の相

0

15K
12.5K
10K
8K

0

6K

0

4K

2

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

図 1 に 0.5K〜15K までの磁化過程を示す。

比熱測定から得られた TN = 12K 以下ではM (µB)

1

0

2K

0

2 段ステップ磁化過程が観測され、4K を境に

0.5K

0

してその前後で挙動が大きく異なる。4K での0

結果が最も単純で、低磁場側からシングレッ

ト、1/3 プラトー、飽和と明確に変化している。

0

0

1

2

3

4

5

6

7

H (T)

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

ᅗ1, ☢໬㐣⛬

当日はより詳細な結果を紹介して議論を行う。

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

形成に起因するものではないかと考えられ、

C-14

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

松本佳大A , 松林和幸 B , 上床美也 B , 小山佳一 A

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

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

T，温度 10 − 300 K の条件で，磁化の温度依存性の測定を行った．

図に，Mn1.9 Cu0.1 Sb の磁化の温度依存性を示

す．常圧（0.1MPa）では，FCW-3T と ZFCW-

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

[1] P. Kushwaha,Condense.

Matteret al.

J. Phys.:

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

30

C-15

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

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

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

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

やそれから得られた磁気相図について報告する。

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

では x =0 - 0.2 の試料について磁化測定の結果

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

消失する。本研究ではこの転移の高磁場までのM (arb. unit)

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

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

4.2 K
20 K
30 K
40 K
60K

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

0ではこの転移がより小さい磁場へと推移してお

C-16

20

40
B (T)

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

B

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

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

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

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

31

吉峰裕貴A , 滿永大輔 A ,A

ラー合金, 内田老鶴圃, (2011). [2]Y. Yoshimine,

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

60

C-17

CrAlGe の磁性
鹿児島大学・理 A , 東北大・金研 B
一

吉永総志A , 三井好古 A , 梅津理恵 B , 小山佳A

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

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

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

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

C-18

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

西井上創羅A , 佐野紘晃 A , 重田出 A , 伊藤昌和 A , 藤

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

[×10-5] 3㟁Ẽ᢬ᢠ⋡ (Ω m)

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

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

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

2

1

0
0

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

100

200

300

T (K)

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

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

T = 2Kより (x = 0.01 でも) 負になることが見出された。

∆ρ/ρ (%)

0

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

-3
-5

0
B (T)

Fig. 2

32

5

C-19

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

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

政彦 A , 梅津理恵 B , 小山佳一 A

場印加によりマルテンサイト変態が制御可能であることが示唆される.

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

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

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

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

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

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

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

針尾健介A , 美藤正樹 A , 出口博之 A , 田尻恭之 B , 香野

固体酸素の高圧物性は X 線回折、中性子回

300

きたが、酸素分子は磁気的に活性な為、磁気測

250は、酸素分子が三次元的に凝縮した状態 (以下200

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

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

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

150

素分子を吸着させたメソ多孔質構造体 SBA-15100

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

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

33

0
0

1

2

3

4

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

5

C-21

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

B

平敦志A , アベ松賢一 A , 三井好古 A , 梅津理

A

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

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

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

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

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

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

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

C-22

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

宮崎泰樹A , 三井好古 A , アベ松賢一 A , 高

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

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

34

C-23

磁場中急冷炉の製作と評価
鹿児島大学理 A

山下美咲A , アベ松賢一 A , 三井好古 A , 小山佳一 A

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

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

University of Grenoble 謝辞

本研究はカシオ科学振興財団の助成を受けて行いました。

35