会場 D
領域 3, 8D-1溶液合成した V2 O3 ナノ粒子の構造, 電子状態と磁性
佐賀大院工 A , 九大院総理工 B , 台湾 NSRRCC , 弘前大院理工 D , 物材機構 E , 九大院工 F

末廣智A , 田島照規 A , 木田徹也 B , 石井啓文 C , 手塚泰久 D , 渡辺英一郎 E ,津谷大樹 E , 河江達也 F , 石渡洋一 A

V2 O3 は 150Ｋ 近傍で７桁の抵抗率変化を伴う金属絶縁体転移を示す。高温相では三方晶の金属で、低温相では単斜晶の反強磁性絶縁体となる。我々は溶液合成により V2 O3 ナノ粒子を調製した。図 1 はナノ粒子 (Nano) とミクロン粒子 (Bulk) の磁化率であり、Nano では相転移に対応すると見られる変化が小さくなっている。
一方、Nano の XRD パターンは測定を行った
図１：磁化率測定結果

120K まで三方晶のままであった。図 2 にリートベルト解析より求めた格子定数の温度変化を示す。Nano は Bulk より a 軸、c 軸ともに小さい。特に 180K おける c 軸の大きさは明らかにNano の方が小さいことが分かる。当日は軟Ｘ線分光による電子状態のデータも併せて V2 O3ナノ粒子の物性について議論したい。

図 2：格子定数の温度変化

30

D-2

マルチフェロ物質のナノ粒子合成と構造評価
佐賀大学理工学部 A , 佐賀大学院工学系研究科 BB, 鄭旭光

成松亨A , 藤原理賀 B , 萩原雅人

B

「加熱によって物体が伸び、冷却すると縮む」というのは、おなじみの物質の基本性質

400oC
Intensity (arb. units)る。

20018
21430018116122

600oC

204と強誘電性を併せ持つマルチフェロ物質であ006202

結晶格子の相互作用が強いことから、強磁性

480oC
110

負熱膨張を発見した [1]。CuO は、スピンと420oC

012

我が研究室では、CuO 磁性ナノ粒子の巨大104であるが、特定の物質は負の熱膨張を示す。

800oC

マルチフェロ物質の中でも、BiFeO3 は101214162224262θ (degree)

室温を含む広い温度範囲においてマルチフェ

図 1：Sol-gel 法で合成した前駆体を様々な温度で焼成

ロ特性を示し [2]、ナノ粒子化によって室温でして得られたサンプルの XRD パターン。の巨大負熱膨張が期待できると着目した。
サンプル作製は、ゾルゲル法で前駆体を作り、400 ℃〜800 ℃で焼成した（図１）。焼成
温度 420 ℃において平均粒径 20nm のナノ粒子が得られ、膨張率の減少も観測された (図２）。

図 2：BiFeO3 ナノ粒子とバルク体の体積の温度依存性。
ナノ粒子化により膨張率が減少した。
【1】 Zheng, X.G et al., Nature Nanotechnology 3, 724–726 (2008).
【2】 R. Haumont et al., Phys. Rev. B 78, 134108 (2008).

D-3

ミスフィットコバルト酸化物 [Bi2 M2 O4 ]q CoO2 (M = Ca, Sr) の異常な誘電性
佐賀大院工系 A

竹村優治A , 町田晃一 A , 真木一 A

層状コバルト酸化物では、コバルトの混合価数の変化に伴い、多彩で興味深い物性が現109れる。我々は、CoO2 層が三角格子を形成し、

270K
230K
190K
150K

108

ブロック層との間にミスフィット構造をもつ

107

ε'

[Bi2 M2 O4 ]q CoO2 (M = Ca, Sr) に お い て 、低70K
65K
60K
55K

50K
45K
40K
35K

105

106

106

周波領域で 105 もの巨大な誘電率を観測した105。このような巨大誘電率は、電荷秩序を示す

104

強相間物質La2−x Srx NiO4 [1] や、電荷誘起型強103 110[2]

110K
90K
80K75K

誘電体として注目されるLuFe2 O4 などでも109同様に観測されており、たいへん興味深い。

108[Bi2 M2 O4 ]q CoO2 (M=Ca,Sr)では巨大な誘電率は ab 面内方向でのみ観測され、Ca置換体（図１107102103104
ω/2π(Hz)ε'

図１ [Bi2Ca2O4]qCoO2のab面内方向の誘電率の周波数依存性

270K
230K
190K
150K

110K
90K
80K
70K

60K
50K
40K

106105）とSr置換体（図２）では緩和的誘電分散の周波104数帯域が異なることが特徴である。当日は実験結果の詳細を報告し、原因について考察したい。

103 110102103104
ω/2π(Hz)105106

図２ [Bi2Sr2O4]qCoO2のab面内方向の誘電率の周波数依存性[1] T. Park, PRL, 94(2005), 017002.
[2] N. Ikeda. Nature 436(2005), 1136.

31

D-4

M2 (OH)3 Cl 系幾何学的フラストレーション物質における構造制御と新奇磁性
佐賀大学理工学部 A , 佐賀大学大学院 B , 九州大学工学研究院 C

北島成人A , 川上

優作 A , 藤原理賀 B , 萩原雅人 B , 鄭旭光 B , 河江達也 C
佐賀大グループは、M 2 (OH)3 X (M=Cu,Ni,カゴメ格子面

Co,Fe,Mn X=Cl,Br) 四 面 体 フ ラ ス ト レ ーション物質群を研究してきた [1]。その中でCo2 (OH)3 Cl と Fe2 (OH)3 Cl は磁性イオンが図1 の様な四面体構造を形成し、パーフェクト・カゴメ格子面と隣接の三角格子面に分けられ三角格子面る。Co2 (OH)3 Cl は強磁性秩序とスピン揺らぎ図１： Co2(OH)3Cl と Fe2(OH)3Cl の結晶構造。磁性イオンのみ示す。

が共存し [2]、Fe2 (OH)3 Cl は反強磁性秩序と●：カゴメ格子面

Intensity (arb. unit)

この特異なスピン状態の起源解明と新奇量子Susceptibility χ (emu g-1Oe-1)

スピン揺らぎが共存することを発見した [3]。
磁性の発現の為、三角格子サイトを非磁性イオン Mg2+ で選択置換した物質を創製し、磁性を調べた。Mgx Co4−x (OH)6 Cl2 は長距離磁

1 10-28 10-36 10-34 10-32 10-3●：三角格子面
1.36K20K

ZFC-FC (H=100Oe)

2.75K

00 1005101520

Temperature (K)

気秩序を形成せず、Mgx Fe4−x (OH)6 Cl2 はス
ピン揺らぎが抑制された。詳細は当日報告する。
01020304050602θ (deg.)

図２： MgxCo4-x(OH)6Cl2 の粉末中性子回折実験の結果。挿入図： DC 磁化率の温度依存性（相転移温度 T=2.75K ）。相転移温度以下の T=1.36K で磁気反射ピークは観測されない。
[1]X.G. Zheng et al., PRL. 95, 057201 (2005). [2]X.G. Zheng et al., PRL. 97, 247204. (2006).
[3]M. Fujihala et al.,Phys.Rev.B 82, 024425(2010).

D-5

熱電能測定とヨードメトリー法による混合原子価 Co 酸化物の電荷キャリア数の評価
佐賀大理工 A雪竹央乃A , 竹村優治 A , 森義志 A , 真木一 A

層状 Co 酸化物では、CoO2 層でCoイオンが 混 合 原 子 価 を も ち 、多 彩 な 物 性 を 出 現させる。CoO2 層は、構造上 2 種類に分類さ5.8
GdBaCo2O5.5+δれる。三角格子のCoO2 層をもつ物質群ではOxygen content、Nax CoO2・yH2 O の超伝導など比較的金属的な性質を、正方格子の CoO2 層をもつ物質群
では、電荷秩序化傾向などの非金属的な性質をもつ特徴がある。そこで、混合原子価Co 酸化物における電荷キャリアの局在/非局在性や5.75.65.5

不均一性などに知見を得るために、熱電能の5.4測定とヨードメトリー法による形式価数の測O21%H2+ArAr定を行い、両者を比較することにした。試料300 400 500 600 700
アニール温度T (℃)には、酸素濃度の制御により価数制御が可能

図 . GdBaCo2O5.5+δの酸素含有量の変化

な GdBaCo2 O5.5+δ を作製した。図は、異なるガス雰囲気中でアニール処理を行った 5 種類のGdBaCo2 O5.5+δ でのヨードメトリー法の結果である。熱電能測定装置は現在作製中である。

32

D-6

ブリッジマンアンビルと油圧ミニシリンダーを用いた高圧下の氷 VI単結晶の観察
福岡工大 A中西剛司A , 一ノ瀬幸裕 A , 窪誠也 A[1] 中西剛司, 一ノ瀬幸裕, 窪誠也: 高圧力の科
学と技術 Vol. 20, No. 4 (2010 年 11 月)

高圧下の氷 VI 単結晶の観察は、通常ダイヤモ
ンドアンビルセル (DAC) を用いて行われている。しかしながら、DAC は高価であると同時に熟練の技術を必要とするので簡単に使いこなすのはなかなか難しい。そこで透明なブリッジマST!
UVW-X!

KLMN1#
1023!

ンアンビルと油圧ミニシリンダーを組み合わせた方法で高圧下の氷 VI 単結晶の観察を試みた。

1O,3#
P3QR!

その結果、汎用性の高い市販部品を組み合わせた簡便なセットアップで高圧下の氷 VI 単結晶の#$%#&&!

映像を撮影することができたので紹介する [1]。

!"#$%&'()*+,-./01023!

透明なアンビルとして今回はサファイアを用いた。図１には加圧中のアンビルの写真を示す。
このように、加圧中の様子も直接見ることがで!!

きるので、初心者にも対向アンビル型装置の原理がわかるようになっている。図２には映像から抜き出した静止画を示す。氷 VI 単結晶が成長する様子だけでなく、氷 VI 多結晶が融解しながら水に沈む様子を明瞭に観察できていることがわかる。講演では実際の映像を紹介する。

D-7!4#567*89:;<=>!"?@ABCD############EFG7H>!"I@ABJD!

混晶 Co1-xNixCl22H2O のプロトン NMR
福岡工業大学 A , 九州産業大学 B 原田将和A , 善明和子 A , 久保英範 A , 浜崎達一 B

CoCl22H2O は TN=17.2 で space group14.0、17.0MHz に明瞭なピークが見える。まC2/m の容易軸を b 軸とする反強磁体である。一方 NiCl22H2O は、TN1=6.31K、TN2=7.25K

た 19.0MHz 付近のふくらみもピークの存在

で室温では I2/m、低温では C2/c の反強磁はあるものの x=0.30〜0.70 まで同じである。

を示唆している。この状態は若干の温度変化性体と言われているが、まだ低音部での詳し

Co1-xNixCl2･2H2Oい結晶構造や磁気状態は明らかになっていな
X=0.60い。この混晶 Co1-xNix2H2O については、比熱の測定のより x=0.24 付近で磁気相転移が起きていることが示唆されている。今回、我々は混晶 Co1-xNix2H2O のプロトン NMR の温度変化の測定からこの混晶の磁気構造と結晶構造を考察する。図は x=0.60 でのゼロ磁場プロトン NMR スペクトルである。約 9.0、331020NMR Frequency ( MHz )D-8メソ多孔体 SBA-15 中の LSCO ナノスケール結晶の磁性
九工大工 A , 福岡大理 BA

宝代真也A , 濱本健太 A , 出口博之 A , 美藤正樹 A , 高木精A志 , 古曵重美 , 田尻恭之 B , 香野淳 B
定の結果についても報告する予定である。

La2−x Srx CuO4 (LSCO) の低温相は、Sr ドープ濃度により、反強磁性相、スピングラス相[×10-4]、超伝導相、金属相をもつ。我々は LSCO のナノスケール結晶を作成し、これらの低温相5M[emu]がサイズ効果によりどのように変化するのかに興味を持ち、その磁性の研究を行っている。図 1 はT= 50K における Sr ドープ量x= 0 とx=0x=0.15T=50[K]0

x= 0.15 のナノスケール結晶の磁化過程の図である。バルクでは超伝導相を持つx= 0.15 のナノ結晶は磁場に対して線形的に増加し、常磁性-5-2-1または反強磁性的な磁化を示した。一方バル01H[Oe]クでは反強磁性を示すx= 0 のナノ結晶は低磁2[×104]

図1：LSCOナノ結晶の磁化過程場で急激な磁化の立ち上がりを見せ、強磁性的な磁化を示した。磁気測定の他に ESR 測

D-9YBCO 超伝導セラミクスのカイラルグラス転移における電気抵抗
九工大工 A , 京都工繊大工芸 B

正寶竜也A , 加藤康大 A , 芦田拓弥 A , 出口博之 A ,美藤正樹 A , 萩原亮 B
銅酸化物超伝導体は，d 波超伝導であるためロから増大し，カイラル常磁性が出現する温度

位相差πと 0 の二つのタイプのジョセフソン結でピークを示す．[2] このことからTP = 70K は合があり，ジョセフソン接合のネットワークにカイラル常磁性の発現温度と考えられる．

おいて，カイラルグラス相をはじめ新奇な超伝[1] H.Kawamura : J. Phys.Soc.Jpn.69(2009)

導相が理論的に予想されている．[1] 本実験で用Suppl.A.pp.281-286 [2] M. S. Li: Phys.
Rev.
B 62(2000) pp.14554-14558.

いる YBCO 超伝導セラミクスはグレイン内超伝導転移，カイラルグラス転移，グレイン間超伝導転移の三段階転移をすると予想されている．

ρ2 [μΩ3・cm3]

YBa2 Cu4 O8 セラミクス試料について，磁気測定を行いグレイン内超伝導転移温度TC1 = 82K お[×10-4]

よびカイラルグラス転移温度TC2 = 66K を求めた．
TC2 近傍および低温域においてE−J測定を行い，線形抵抗率 ρ 0 と非線形抵抗率 ρ 2 ，ρ
4 の振る舞いを調べた．非線形抵抗率 ρ 2 の温度依存性は図に示すような結果になった．ρ 21.5
10.5
00

はTC2 から高温側で値を持ちTP = 70K でピークを有する．Li らのシミュレーションの結果で2040T [K]

TC2TC1↓↓60 ↑80TP

図 非線形抵抗率ρ2は，ρ 2 はカイラルグラ転移温度より高温でゼ

34

D-10

高圧力下における 111 型鉄系超伝導体の磁気特性
九工大工 A , オックスフォード大学 B
AA

山口修平A , 鶴田英樹 A , 美藤正樹 A , 出口B博之 , 高木精志 , D. Parker , M. PitcherB , S. BlundellB , S. ClarkeB

2008 年に LaFeAsO1−x Fx において超伝導転移温度 T c =26K の超伝導が発表されて以降、銅酸化物高温超伝導体に続く T c を有する系として鉄系超伝導体の研究が盛んに行われるようになった [1]。その中で我々は通称 111 型に属する

NaFeAs 及 び NaFe1−x Cox As(x =0.005〜0.1)に注目し、磁気測定の側面より静水圧力効果の研究を行った。NaFe1−x Cox As は常圧下において、2 ％程度の Co のドープにより最高 21K のT c をとることが報告されている [2]。現在までの実験結果は加圧によって右図のピークが低温度側にシフトすることを示唆している。[1] 日本
物理学会誌 11 月号 (2009)807 [2] Dinah Parker

et al.,Phys. Rev. Lett. 104, 057007 (2010)

D-11

銅酸化物超伝導体の接合界面におけるアンドレーエフ共鳴状態と電子散乱の効果
鹿児島大学理工 A , Twente 大学理工 B , 名古屋大学工 C
BCA. Golubov , 田仲 由喜夫 , 廣井 政彦

重田 出A,B , AlexanderA

異方的超伝導体のトンネル接合に関して，報告されているゼロバイアスコンダクタンスピーク(ZBCP) は，現在，接合界面におけるアンドレエーフ共鳴状態 (ARS) の形成によって理解されている [1]。しかし，この ARS 理論は，理想的なトンネル接合界面での接合抵抗のみを考慮しているに過ぎない。そこで，我々は ARS 理論よりも実際のトンネル接合の状況を反映するために，(1) 拡散的常伝導体中での電子の散乱効果により生じる抵抗，(2) トンネル接合界面での超伝導体中のペアポテンシャルの空間変化の効果を考慮した ARS 理論を用いて，Bi2 Sr2 CaCu2 O8+δ (Bi-2212)-SiO-Ag
積層型接合のトンネルコンダクタンスの解析結果について報告してきた [2, 3]。

Bi-2212 の ZBCP の実験結果において，温度に起因するブロードニング効果だけでは ZBCP の振る舞いを説明ができない。そこで，今回，新たに異方的超伝導体の接合界面における ARS に関して，接合界面のラフネスによる電子の散乱効果 [4] の考察を行った。接合界面のラフネスに起因する電子散乱の増加に伴い，ZBCP が抑制されるために，ZBCP の実験結果を説明できると考えて解析を進めている。発表当日は，ZBCP の解析結果の詳細について述べる予定である。

References[1] Y. Tanaka and S. Kashiwaya, Phys. Rev. Lett. 74 (1995) 3451.
[2] I. Shigeta, Y. Tanaka, F. Ichikawa, Y. Asano, Eur. Phys. J. B 54 (2006) 141.
[3] I. Shigeta et al., J. Phys.: Conf. Ser. 150 (2009) 052235.
[4] A. A. Golubov, M. Yu. Kupriyanov, JETP Lett. 69 (1999) 262.

35

D-12Fe-Si 系人工格子の高圧下における電気抵抗測定
福岡工大 A , 九大院総理工 BB貴之 , 吉武剛

高崎理一A , 中西剛司 A , 武田薫 A , 平川信一 B , 園田

B

Fe-Si 化合物には強磁性相の Fe3 Siと半導体相のFeSi2 が存在する。これらを積層させた人工格子は磁性体と半導体を融合させたスピントロニクスの新たな系として注目されている。半導体が光、熱、圧力に対して電子状態を敏感に変化させることを利用して、磁気層間結合を制御できる可能性がある。そこで本研究では圧力による磁気層間結合を制御できる可能性を模索するために、
Fe3 Si/FeSi2人工格子の高圧力下での電気抵抗の測定を行うことを目的とした。予備実験としてFe3 Si単層膜及びFeSi2 単層膜の測定を行った。Fe3 Si単層膜及びFeSi2 単層膜の作成には対向ターゲット式DCスパッタ
リング (FTDCS) を用いた。電気抵抗測定には直流四端子法を用いた。また、電極形成のために金スパッタを施し、その上から測定用リード線である 25 µm の金線を銀ペーストで固定した。高圧力下の電気抵抗測定にはピストン・シリンダー型圧力発生装置を用いた。圧力媒体 (フロリナー
ト，FC70 と FC77 の 1 : 1 混合液) を封入したテフロンセル (内径φ 4 mm) の中に試料を入れ、室温の電気抵抗を圧力下 2.7 GPa 程度まで測定した。その結果、Fe3 Si単層膜及びFeSi2 単層膜の電気抵抗の圧力による変化は両方とも 2.7 GPaまでの圧力範囲では数%程度であることがわかった。当日は、Fe3 Si/FeSi2 積層膜の電気抵抗の圧力依存性の結果についても報告する。

D-13

磁場中比熱測定による単結晶 PrPb3 の磁場温度相図
九大院工 A , 広大先端 B , 物材機構 C佐藤由昌A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A , 鬼丸孝

博 B , 鈴木博之 C

AuCu3 型の立方晶構造を持つ PrPb3 は非場相が存在することが今回の実験より明らかに磁性Γ 3 ２重項の結晶場基底状態を持ち、なった。

TQ =0.4K で四極子秩序することが知られている。この四極子転移温度 TQ は磁気異方性を示し、その磁気相図は [100],[110],[111] の３つの場相出現の起源について議論する予定である。

講演では以上の結果を詳細に報告し、高磁結晶軸方向において大きく異なることが、近年の研究より明らかになってきている。特にH//[110] 方向に磁場をかけた場合には、H=6T以上で高磁場相が出現するという特徴がある。
今回我々は純良単結晶 PrPb3 の磁場中比熱測定を行った。図 1 に H//[100] 方向における高磁場（H=5T〜8T）での比熱結果を示す。H=5Tで見られた TQ での鋭い比熱ピークは磁場印加に伴い抑制されているのに対し、TQ よりも低温側において磁場印加に伴い新しい比熱ピークが成長していることが確認できる。これらの磁場中比熱測定によって H//[100] 方向でも高磁36D-14

Eu1−x Srx Fe2 As2 における Sr 置換および圧力効果
九大理 A

佐藤光A , 清家諭 A , 光田暁弘 A , 和田裕文 Aする。

最近、FeAs 層をもつ化合物で高温超電導が見つかり注目されている。正方晶 ThCr2 Si2 型[1]C. F. Miclea et al. , PRB 78 (2009) 212509[2]A. Mitsuda et al. , JPSJ 79 (2010) 073704の EuFe2 As2 においても、圧力をかけることによって FeAs 層の超伝導が誘起されるが、Eu の反強磁性によって、ゼロ抵抗が抑制される振舞が報告されている [1]。
我々は Eu を同価数で非磁性の Ca で置換した試料を作製し、圧力をかけたところ、1.2GPa以上でゼロ抵抗の超伝導を観測した。Ca 置換によって Eu の磁性を抑られ、ゼロ抵抗の抑制が抑えられたと考えられる。[2]
今回は Eu を同価数の Sr と置換させた試料を作製した。図に常圧での磁化率測定の結果を示す。EuFe2 As2 置換におけるネール点 (TN )は 19K であるが、Sr 置換量を増やすと Eu のTN は低温側にシフトし、x = 0.5 では観測されない。当日は圧力下での電気抵抗測定データを示し、磁性と超伝導の競合関係について報告

D-15

反強磁性体 EuRh2 Si2 における圧力効果
九大理 A

浜野卓A , 光田暁弘 A , 和田裕文 A

正方晶 ThCr2 Si2 型構造を持つ EuRh2 Si2 は1)

1,2)

TN =23K の反強磁性体である。
151
Eu メスバウワー効果のアイソマーシフト

Z.Hossain et al. ,J.Alloy Compd. 323-324(2001) 396.
2)
B.Chevalier et al. ,J.Phys. C : Solid State
Phys 19 (1986) 4521.

(IS) から Eu は 2 価であると考えられるが、室温における IS の値は、価数転移を示す EuPd2 Si2のそれに近く、価数が不安定になる可能性がある。Eu は 2 価と 3 価の価数をとりうるが、2価の方が体積が大きいため、圧力によって価数は 3 価の方向へシフトし、価数不安定性を誘起できると予想し、圧力下の実験を試みた。
試料はアーク溶解により作製した多結晶試料である。図に圧力下の磁化測定の結果を示す。
常圧では T =23K に反強磁性に対応するピークが観測されるが、1.2GPa では磁化率は大きく減少し、ピークも消滅する。非磁性的な 3 価へ価数転移したと考えられる。当日は電気抵抗、熱膨張の結果も紹介する予定である。

37

D-16Γ3 基底Ｐｒ化合物の極低温下非線形磁化率測定-四極子近藤効果の検証
九大院工 A , 九大院理 B , 九工大 C , 物材機構 DA

稲垣祐次A , 中村有花 B , 坂元康剛, 蓮尾斎彦 A , 河江達也 A , 美藤正樹 C , 北井哲夫 C , 鈴木博之 D

Γ3 基底 Pr 化合物では、非磁性 non-Kramars ２重項が揺らぎの自由度として低温で残っており、これが伝導電子によってスクリーニングされる４極子近藤効果により、非フェルミ液体状態が現れる。この４極子自由度の消失過程は非線形磁化率の温度依存性における異方的な部分（[111] 方向からの差）に 1/T 発散から ln(1/T) 発散へと変化をもたらすことが予想されており、本研究ではこれの実験的検証を行う [1,2]。具体的には Prx La1−x InAg3 の Pr 濃度 x=0.1 に着目して測定を行っているが、現在までに行った２Ｋまでの測定では、上述した非線形帯磁率における挙動は明確には得られていない。そこで今回は測定温度領域を極低温まで拡張して同様の測定を行い、得られた結果を元に議論を行う予定である。

1 .A.P.Ramirez, et al. Phys. Rev. Lett.73 (1994) 3018.
2. D.L.Cox ; Phys. Rev. Lett. 59 (1987) 1240.

D-17

Ni ナノコンタクトにおける極低温下磁気抵抗測定
九大院工 A , 金沢大教育 B

家永紘一郎A , 中島尚也 A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A , 辻井宏之 B
強磁性金属ナノコンタクトでは強い形状異方性により局在スピンが一方向に整列することが予想されるが、磁壁が形成され (図１) 伝導電子を強く散乱する可能性も指摘されている [1]。
また、室温下で 200% にも及ぶ磁気抵抗 (MR)が報告されたことも磁壁散乱の可能性を支持している [2]。そこで本研究室では Ni ナノコンタ労踣 樛 淤慍笻𥶡硃苽𥝱瞀笒溱槏𣝣玢 卮潙闕椹労

クトを用いて極低温下 MR 測定を行なった。
図２に得られた MR の一例を示す。磁場の平行・反平行 (グラフ中では正・負に対応) の印
加でコンダクタンスは減少・増加を示した。この結果は、反平行磁場の印加により磁壁が形成されコンダクタンスが減少するという予想に反したものであった。実験を重ねた結果、この振る舞いは磁壁散乱ではなく磁歪効果に基くコンタクトの破断であることが分かった。
[1]P. Bruno Phys. Rev. Lett. 83 2425(1999)

労踽[2] N. Garcia et al Phys. Rev. Lett.82 2923(1999)384.

2K腎溱槏𣝣玢 笻𥶡硃苽𥝱瞀笒潙NiMR