9A-1

単一成分分子性導体における超伝導とディラック電子
理化学研究所加藤 礼三 *1

通常、単一成分分子性結晶は、構成分子の HOMO と LUMO が各々形成するバンドの間にギャップが存在し、電気を流さない絶縁体である。しかし、HOMO と LUMO の準位差が小さい金属̶ジチオレン錯体では、!"#"""$%&'

HOMO バンドと LUMO バンドとが重なって金属状態を実現させることが可能である。我々は、このような複数のバンドが伝導に関与する「マルチバンド系」単一成分分子性結晶において、ダイヤモンドアンビルセル（DAC）による静水圧性の良い超高圧を用いた電子物性制御、および第一原理 DFT バンド計算・強結合近似モデルによる電子状態解析を行った。まず、[Ni(dmit)2 ]（dmit = 1,3-dithiole-2-thione-4,5-dithiolate）単結晶の電気抵抗測定を行い 15.9 GPa 以上で金属的電気伝導を観測するとともに、第一原理 DFT バンド計算により３次元フェルミ面が形成されることを見出した 1) 。さらに、最初の単一成分分子性超伝導体 [Ni(hfdt)2 ] (hfdt =図 1[Pd(dddt)2 ] 分 子 とDirac conesbis(trifluoromethyl)tetrathiafulvalenedithiolate)（T c = 5.5 K at 8.1 GPa）
を見出した 2) 。[Ni(hfdt)2 ] で注目すべきは、その電子構造がディラックコーンを有する可能性を示している点である。そこで、我々は他の金属̶ジチオレン錯体を探索し、[Pd(dddt)2 ]（dddt = 1,4-dithiin-2,3-dithiolate）
が、高圧下でゼロギャップ状態を示唆する「温度に依存しない電気抵抗」を示し、第一原理 DFT バンド計算
もディラックコーン構造の存在を示すことを見出した（図）。[Pd(dddt)2 ] では、複数のディラックコーンが形成されるが、少なくともその一部は簡単な２次元強結合近似モデルを使って説明することが可能である。

謝辞
本研究は、崔亨波、圓谷貴夫（理研）、 石橋章司（産総研）、 小林速男、 小林昭子（日大）の各氏との共同研
究である。

参考文献
1) H. B. Cui, T. Tsumuraya, T. Miyazaki, Y. Okano, and R. Kato, Eur. J. Inorg. Chem., (2014)3837.
2) H. B. Cui, H. Kobayashi, S. Ishibashi, M. Sasa, F. Iwase, R. Kato, and A. Kobayashi, J. Am.
Chem. Soc., 136 (2014), 7619.

*1 E-mail: reizo@riken.jp

9A-2

ドープされた三角格子モット絶縁体の電子状態と超伝導
東大工、埼玉大理 A 鹿野田一司,大池広志(現:理研),井深純,古川哲也,宮川和也,谷口弘三 A
擬２次元三角格子有機伝導体N-(ET)4Hg2.89Br8 の常伝導電子状態と超伝導について報告する。本物質はバンド充填 1/2 にホールが 11%ドープされた系である。オンサイトクーロ
ンエネルギーU とバンド幅 W の比 U/W は、1/2 充填でモット絶縁体となっている同型の化合物よりも大きな値を取ることから、３角格子
モット絶縁体にのホールがドープされた系と見なせる>@。ドープ系であることを反映して金属そして低温で超伝導となるにもかかわらず、磁化率は３角格子ハイゼンベルグモデル
でよく再現される。スピン電荷分離を思わせる。スピン磁化率がスピン液体物質と同様な温度依存性を示すことから、ドープされたスピン液体となっている可能性がある。この物質の温度圧力相図を図１に示す>@。低温では、0.5 GPa
付近に Tc の最大を持つ超伝導ドームが現れ、
図１ N-(ET)4Hg2.89Br8 の温度圧力相図

この圧力がフェルミ液体と非フェルミ液体を分けている。図２に示すように、0.5GPa を境にホール係数が大きく変化することから、この圧力で有効キャリアー数が変化していると考えられる [2]。つまり、低圧では、ドープされたホールがキャリアーであるのに対し、0.5GPa 超では２重占有が許されることで全電子（大きなフェルミ面）がキャリアーとなるという解釈である。
この状況で超伝導の HC2 を調べたところ、その振る舞いが 0.5 GPa 付近を境に大きく変化する
ことがわかった。結果は、圧力の印加によって
BEC から BCS 的なものへとクロスオーバーす

図 2 N-(ET)4Hg2.89Br8 の 10K でのホール係数

ることを示唆している [3]。
[1] H. Taniguchi et al., J. Phys. Soc. Jpn. 76, 113709 (2007).
[2] H. Oike et al., Pys. Rev. Lett. 114, 067002 (2015).
[3] J. Ibuka et al, unpublished.


9A-3

高圧下硫化水素の高温超伝導の第一原理的研究
理化学研究所 創発物性科学研究センター

有田 亮太郎 1

高圧下の硫化水素の超伝導 [1] について、超伝導密度汎関数理論による解析を行った [2]。超伝
導密度汎関数理論は、密度汎関数理論の拡張のひとつである。この枠組では、超伝導転移温度を見積もるギャップ方程式が導かれる。ギャップ方程式のカーネルは交換相関汎関数を異常密度について汎関数微分することによって求められる。交換相関汎関数は物質によらない普遍的なもので、この形が具体的に定まれば、あらゆる物質の超伝導転移温度が非経験的に計算できる。現在のところ、そのような汎関数は得られていないが、2005 年にフォノンを媒介とする超伝導体の転移温度を精度よく与える汎関数が提案されている [3, 4]。最近、我々は、フォノンの寄与にくわえ、誘電関数の周波数依存性を考慮した定式化を行い、高圧下のリチウムの転移温度が定量的に正しく再現されることを示した [5]。
そこで、この汎関数を用いて、高圧下の硫化水素の転移温度の計算を行った。我々の計算によれば、実験で観測されている 190K の転移温度は H2 S ではなく H3 S において実現されている可能性が高いことがわかった。さらに、H3 S について、実験で実現されていると思われる R3m と Im3̄m
相では後者の方が系統的に転移温度が高く、実験で観測されている 190K の転移温度が前者によって実現されているならば、後者の相でよりさらに高い転移温度が実現する可能性があることがわ
かった [2]。講演では、同位体効果の問題にくわえ、この系のフォノンのゼロ点振動（量子効果）
が電子状態に重要な役割を果たすことも議論する。
本研究は明石遼介、野村悠祐、河村光晶、常行真司、佐野航、是常隆の各氏との共同研究である。

参考文献[1] A. P. Drozdov, M. I. Eremets, and I. A. Troyan, arXiv:1412.0460.
[2] R. Akashi and R. Arita, Phys. Rev. Lett. 111, 057006 (2013), J. Phys. Soc. Jpn. 83, 061016(2014).
[3] M. Lüders et al., Phys. Rev. B 72, 024545 (2005).
[4] M. A. L. Marques et al., Phys. Rev. B 72, 024546 (2005).
[5] R. Akashi, M. Kawamura, S. Tsuneyuki, Y. Nomura and R. Arita, arXiv:1502.00936.

1

E-mail: arita@riken.jp

1

9A-4

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Δͱߟ͑ΒΕΔɻ

[1] N. F. Mott, Phil. Mag. 6 (1961), 287.
[2] D. Jérome, T. M. Rice, and W. Kohn, Phys. Rev. 158 (1967), 462.
[3] H. Watanabe, K. Seki, and S. Yunoki, J. Phys.: Conf. Ser. 592 (2015), 012097.
[4] H. Watanabe, K. Seki, and S. Yunoki, submitted to Phys. Rev. B.

1E-mail: h-watanabe@riken.jp

1

9A-5

ヘリカル磁性体 CrAs の圧力誘起超伝導と NQR 測定
神戸大学

理学研究科

小手川 恒1 ， 中原 真悟， 藤 秀樹， 菅原 仁， 播磨 尚朝

CrAs は TN ∼ 265 K に一次の磁気転移点を持つヘリカル磁性体であり、最近、圧力下で超伝導を示すことが Wu らと我々の研究によって独立に報告された。[1, 2] 図１に CrAs の温度−圧力相
図を示すが、常圧で 265 K であった磁気転移点は圧力下で急激に減少し、Pc ∼ 0.7 GPa で磁気的な基底状態はヘリカル磁性（HM）から常磁性（PM）となる。超伝導は HM 相の消失と共に出現
し、約 1.0 GPa で最大 Tc = 2.2 K のゼロ抵抗が観測される。相図を見ると磁気的な量子臨界点近傍で超伝導が出現しているように見えるが、この磁気転移は大きな磁歪を伴う１次相転移であり、相境界に臨界揺らぎを伴う必然性は無い。実際に電気抵抗測定では温度に対して明確なヒステリ
シスをもち、Pc 近傍でもその特徴は失われない。そこで我々はこの相境界の磁気的特性、微視的状態を明らかにするため、また超伝導の対称性を明らかにするために As 核の NQR 測定を行い、以下のような結果を得た。[3]１．臨界圧 Pc ∼ 0.7 GPa の低温で HM 相と PM 相の相分離が観測される。 ２．超伝導が出現する PM 相において低温に向けて磁気揺らぎの発達が確認できる。 ３．PM 相の超伝導状態で核スピン−格子緩和率 1/T1 にコヒーレンス
ピークが観測されない。 以上のことから、CrAs の HM −PM 転移は低温においても１次相転移であり、量子臨界点はこの相図上には存在しないことが示唆される。一方で、超伝導は磁気揺らぎの発達と共に出現しており、CrAs がCr 系初の非従来型超伝導であることを強く示唆している。

図１：CrAs の温度−圧力相図

参考文献[1] W. Wu et al., Nature Commun. 5, 5508 (2014).
[2] H. Kotegawa et al., J. Phys. Soc. Jpn. 83, 093702 (2014).
[3] H. Kotegawa et al., Phys. Rev. Lett. 114, 117002 (2015).

1

E-mail: kotegawa@crystal.kobe-u.ac.jp

1

9A-6

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2012 ೥ʹ Bi4 O4 S3 [1] Λൽ੾Γʹൃ‫͞ݟ‬Εͨ BiS2 ‫ܥ‬௒఻ಋମ͸૚ঢ়ߏ଄Λ࣋ͭ৽͍͠௒
఻ಋϑΝϛϦʔͱͯ͠஫໨͞Ε͍ͯΔɻBi4 O4 S3 ͷൃ‫͔ݟ‬Βͦͷ‫ؒޙ‬΋ͳ͘ൃ‫͞ݟ‬Εͨ
LaOBiS2 [2] Ͱ͸ɺϥϯλϊΠυ (Ln) ΛมԽͤ͞Δ͜ͱ΍ɺS ͷҰ෦Λ Se ʹஔ‫͢׵‬ΔͳͲ [3] ༷ʑͳํ๏Ͱ‫ࡏݱ‬ଟ͘ͷ௒఻ಋ෺࣭͕ಘΒΕ͍ͯΔɻLnOBi(S,Se)2 ͷ݁থߏ଄͸ϒϩοΫ૚Ͱ͋Δ LnO ૚ͱ఻ಋ૚Ͱ͋Δ Bi(S,Se)2 ૚Ͱߏ੒͞ΕɺࢎૉΛϑοૉʹஔ‫͢׵‬Δ
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ϙϩδΧϧঢ়ଶͷมԽͳͲɺͦͷৄࡉʹ͍ͭͯൃදΛߦ͏ɻ

(110)

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Energy (eV)

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-6

-7

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(0,0) (0,0)

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(0,0)

ਤ 1: NdOBiSe2 ͷԾ૝݁থߏ଄ʹ͓͚Δεϥϒ໛‫ܕ‬ͷόϯυߏ଄ࢀߟจ‫ݙ‬
1) Y. Mizuguchi et al., Phys. Rev. B 86, 220510(R) (2012).
2) Y. Mizuguchi et al., J. Phys. Soc. Jpn. 81, 114725 (2012).
3) A. Krzton-Maziopa et al., J. Phys.: Condens. Matter 26, 215702 (2014).
4) C.-X. Liu et al., Phys. Rev. B 90, 085304 (2014).
1

E-mail:h usuidpresto.phys.sci.osaka-u.ac.jp

1

9A-7

実験実証に適したトポロジカル超伝導体の探索
東京工業大学応用セラミックス研究所

笹川崇男 1

近年、固体中におけるトポロジカルな電子状態に注目が集まり、絶縁体から超伝導体まで研究が盛んに行われるようになった。しかしながら、トポロジカル“絶縁体”に比べてトポロジカル“超伝導体”では、未だ「候補」と呼ばれる物質ですら数は少ない。
トポロジカル超伝導状態の実験検証には、バルクと表面の電子状態を詳細に調べる必要があるが、角度分解光電子分光（ARPES）法で超伝導状態を観察できるほど Tcが高く( > 3 K)、ARPES にも走査トンネル顕微鏡/分光（STM/STS）法にも適する電気的に中性なヘキ開面をもつ化合物となると、これまでに有望な候補物質はなかった。
そこで本研究では、定比組成、化学的に安定、層状結晶構造、Tc > 3K を条件に物質の選定を行い、実験に先立って第一原理計算により電子状態を検討した。その
結果、空間反転対称性を持つ β-PdBi2 （Tc = 5.5 K）と、空間反転対称性の破れた
α-PdBi（Tc = 3.8 K）および PbTaSe2（Tc = 3.8 K）を、実験実証に適したトポロジカル超伝導体の有力な候補物質として見出した。いずれも、純良で大型な単結晶試料を作製することに成功しており、バルク超伝導特性の評価や、ARPES および STM/STS によるバルクおよび表面における電子状態の検証が進行中である。
これらの物質は、バルクと表面、マルチバンドやスピン分裂バンド、トポロジカル普遍量といった様々な自由度をもつ超伝導体という観点からも興味深い。

本研究において、単結晶育成と物性評価は大川・並木・加納（以上 東工大）、角度
分解光電子分光実験は坂野・三條・石坂（以上 東大）と奥田（以上 広大）、走査トン
ネル顕微鏡/分光実験は岩谷・幸坂・町田・花栗（以上 理研）の各氏との共同研究として行われた。

1

E-mail: sasagawa@msl.titech.ac.jp

9A-8

電界誘起超伝導岩佐義宏 （東大院工・理研 CEMS）

LaALO3/SrTiO3やFeSe/SrTiO3など、今世紀になって異種材料の界面で実現する超伝導がいくつか登場し始めた。その中で、表題の電界誘起超伝導は、電界効果トランジスタの原理によって絶縁体と半導体の界面において静電的電荷蓄積を行うことによって実現するもので、これまで
SrTiO3, (La,Sr)2CuO4などの酸化物、ZrNCl, MoS2など層状物質、有機物質などに対して報告されている。電界誘起超伝導は、原理的には、特定の物質の特性に縛られない一般的な概念である
ため、今後も新しい超伝導体開発の一手法として有効であることが期待される。
また、電界誘起超伝導は、不純物ドープのない半導体で実現されるため、比較的クリーンである
ことが期待される。しかしながら、多くの電界誘起超伝導は、電気化学的なデバイスである電気
2重層トランジスタ（EDLT）を用いているため、超伝導層の直近にランダムに配置されたイオンが存在するとともに、電気化学反応のような複雑な状況が無視できないといったところが現実である。実際のところ、電界誘起によって実現される超伝導が、そもそもどのような性質をもっているのかという問題は、これまでほとんど検討されてこなかったといえよう。ここでは、最近の上部臨界磁場の測定などを通して、上記の複雑な状況にも関わらず、電界誘起超伝導が意外にも比較的理想に近い形で実現されていることを示したい。

9P-1

FeSe の超伝導; 固体電子における BCS-BEC クロスオーバー
京都大学大学院理学研究科

物理学・宇宙物理学専攻

松田祐司

弱結合 BCS 超伝導から強結合 BEC 超伝導へのクロスオーバーの物理は、強く相互作用するフェルミオンにおける興味ある問題の一つである。特にクロスオーバー領域では、
クーパー対同士が最も強く相互作用するため、様々な興味ある現象が観測されることが予想できる。このクロスオーバーは、これまで冷却原子でのみ実現されてきた。その中で大きな未解決問題として残っているのは、クロスーバー領域における preformed pair、擬ギャップの問題、そして非フェルミ液体的な振る舞いである。この問題は、冷却原子において散乱長が発散するいわゆるユニタリー・フェルミガスにおいても、論争となったが、今のところ明確な答えは出ていない。またクロスオーバー領域に近いかもしれない、アンダードープ領域における銅酸化物高温超伝導体においては、擬ギャップと非フェルミ液体的振る舞いは観測されているが、preformed pair の存在は論争となっているだけでなく、３者の関係は明らかではない。
最近、様々な実験から FeSe(Tc =9 K) のフェルミエネルギーは極めて小さく、さらに超伝導ギャップも大きいことが明らかになってきており、すべてのバンドで超伝導ギャップとフェルミエネルギーの比 ∆/εF は１のオーダーになっており、この系は固体電子系でもっともクロスオーバー領域に近い超伝導体である可能性が指摘されている。本講演では、最近の磁化、磁気トルク,

輸送係数、熱電係数の結果をもとに、この系の超伝導揺らぎと擬ギャップについて議論する。この系の超伝導揺らぎは、T ∗ ∼ 20 K 以下から大きく発達し、その大きさは従来の物質の超伝導揺らぎよりも桁違いに大きく、preformed pair の存
在を強く示唆している。さらに輸送係数、熱電係数は T ∗ 近傍で大きく散乱時間が変化することを示しており、擬ギャップの存在を示唆している。さらに電気抵抗は非フェルミ液
体的振る舞いを示し、これらは preformed pair、擬ギャップそして非フェルミ液体的振る
舞いの密接な関係を示している。
本研究は、笠原成、芝内孝禎、山下卓也、綿重達哉、下山祐介、寺嶋太一、花栗哲郎、H.V. Löhneysen, T. Wolf, C. Meingast, A. Levchenko との共同研究である。

参考文献[1] S. Kasahara et al.,Proc. Natl. Acad. Sci. USA 111, 16309 (2014).
[2] S. Kasahara et al., a preprint.

1

9P-2

FeSeにおける軌道秩序と超伝導：デツイン試料を用いた角度分解光電子分光
東京大学 工学系研究科

下志万貴博

鉄系超伝導体の多くは格子変形、磁気秩序および軌道秩序を示すことが知られている。これらは４回対称から２回対称へと対称性を下げる性質が共通しており、各相転移の因果関係に注目が集まっている。特に、斜方晶歪みがスピンあるいは軌道の揺らぎにより引き起こされる可能性が盛んに議論されている。FeSe は 90K において斜方晶歪みを示し、10K 以下では超伝導が発現する。
反強磁性秩序を示さないことから、格子変形における軌道自由度の役割を調べる格好の舞台として注目を集めている。これまで角度分解光電子分光による多くの先行研究がなされ、斜方晶歪みとほぼ同温度における軌道秩序の形成が報告されてきた。しかし斜方晶歪みに伴う双晶形成により、FeSe における電子状態の二回対称性を直接検出することは困難であった。
本研究では、軌道秩序相におけるバンド分散とその軌道成分の決定を目的として、デツインした FeSe 単結晶に対して角度分解光電子分光を行った。ブ
リルアンゾーンの中心と端において、長軸が互いに直行した楕円形のホール面と電子面を観測した。偏光依存測定から、これらのフェルミ面では Fe 3dxz と 3 dyz
軌道間の縮退が解け、さらに軌道分極の符号が異なることを見出した。軌道秩
序がもたらす電子状態の二回対称性は、フェルミ面のネスティング条件を悪化させる方向に働くことが明らかとなった。講演では、このような回転対称性の破れた電子状態において生ずる超伝導ギャップの観測結果についても紹介する予定である。
Email : shimojima@ap.t.u-tokyo.ac.jp

9P-3

FeSe 



FeSe is an intriguing member of the iron-based superconductors.

It undergoes astructural transition at Ts ~ 90 K but no antiferromagnetic transition at ambient pressure.
Although the superconducting transition temperature Tc at ambient pressure is low, ~ 8 K, it
can be enhanced remarkably by pressure or in single-layer films.
We have performed resistance and ac magnetic susceptibility measurements on
FeSe single crystals under high pressure up to 27 kbar [1].

Our resistance data clearly show

anomalies most likely associated with the pressure-induced antiferromagnetic transition,
which was previously suggested by muSR measurements [M. Bendele et al., PRL 104, 087003(2010)].

The superconducting and antiferromagnetic transitions exhibit an intriguinginterplay:

Both transition temperatures increase with pressure as if the two orders

cooperate, but the superconducting transition broadens when the antiferromagnetism coexist
as if the two orders compete.

The structural transition temperature is quickly suppressedby pressure and the transition line almost meets the antiferromagnetic one at ~18 kbar, thehighest pressure where the transition was observed.

The antiferromagnetic transition line

however shows no clear kink indicating the point where the two transition lines meet.

Thismight indicate that the two orders are nearly independent.
We have also performed Shubnikov-de Haas measurements [2].

We have foundthat the Fermi surface at ambient pressure is surprisingly different from that predicted byband structure calculations.


I will discuss those data as well.

[1], [2]

[1] Taichi Terashima, Naoki Kikugawa, Shigeru Kasahara, Tatsuya Watashige, Takasada
Shibauchi, Yuji Matsuda, Thomas Wolf, Anna E. Böhmer, Frédéric Hardy, Christoph
Meingast, Hilbert v. Löhneysen, and Shinya Uji, arXiv:1502.03548, to appear in JPSJ.
[2] Taichi Terashima, Naoki Kikugawa, Andhika Kiswandhi, Eun-Sang Choi, James S.
Brooks, Shigeru Kasahara, Tatsuya Watashige, Hiroaki Ikeda, Takasada Shibauchi, Yuji
Matsuda, Thomas Wolf, Anna E. Böhmer, Frédéric Hardy, Christoph Meingast, Hilbert v.
Löhneysen, Michi-To Suzuki, Ryotaro Arita, and Shinya Uji, PRB 90, 144517 (2014).

9P-4

FeSe1−xSx ࡟࠾ࡅࡿ㟁Ꮚᵓ㐀࡜㉸ఏᑟᮾி኱Ꮫ኱Ꮫ㝔᪂㡿ᇦ๰ᡂ⛉Ꮫ◊✲⛉Ⱚෆ Ꮥ⚞ 1㕲⣔㉸ఏᑟయࡢ୰࡛᭱ࡶ༢⣧࡞ 2 ඖ⣔ࡢ⤖ᬗᵓ㐀ࢆᣢࡘ FeSe(11 ⣔) ࡣࠊTs ≈ 90 K ࡟࠾࠸࡚ṇ᪉ᬗ࣮┤᪉ᬗᵓ㐀┦㌿⛣ࢆ♧ࡍࡶࡢࡢ཯ᙉ☢ᛶࡀ⌧ࢀ࡞࠸࡞࡝≉␗࡞ᛶ㉁ࢆ♧ࡍࡇ࡜࠿ࡽࠊ㠀ᖖ࡟ὀ┠ࢆᾎࡧ࡚࠸ࡿࠋ≉࡟ࠊ᭱㏆ࡢ⣧Ⰻ༢⤖ᬗ⫱ᡂᢏ⾡ࡢ☜❧ [1] ࡟ࡼࡾࠊ⢭ᐦ≀ᛶ ᐃࡀ㐍ࡴ࡟ࡘࢀ࡚㠀ᖖ࡟ከᙬ࡞≀ᛶࢆ♧ࡍࡇ࡜ࡀ᫂ࡽ࠿࡟࡞ࡗ࡚ࡁ࡚࠸ࡿࠋ≉࡟ࠊࡑࡢ┤᪉ᬗ࡟࠾ࡅࡿ㟁Ꮚᵓ㐀ࡣ༢⣧࡞ࣂࣥࢻィ⟬ࡢ⤖ᯝ࡟ẚ࡭ࡣࡿ࠿࡟ᑠࡉ࡞య✚ࡢࣇ࢙࣑ࣝ㠃࠿ࡽᵓᡂࡉࢀ࡚࠾ࡾ [2, 3]ࠊ
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Meingast, H. von Löhneysen, Toulouse 㧗☢ሙ◊ࡢ W. Knafo, M. Nardone, J. Beard, Oxford ኱ࡢ A. I. Coldea, M. D. Watson ࡢྛẶࢆࡣࡌࡵ, ᅜෆእࡢ◊✲⪅࡜ࡢඹྠ◊✲࡟ࡼࡿࡶࡢ࡛ࡍࠋཧ⪃ᩥ⊩[1] A. E. Böhmer et al., Phys. Rev. B 87, 180505(R) (2013).
[2] T. Terashima et al., Phys. Rev. B 90, 144517 (2014); M. D. Watson et al., arXiv:1502.02922.
[3] S. Kasahara et al., Proc. Natl. Acad. Sci. USA 111, 16309-16313 (2014).
[4] T. Shibauchi, A. Carrington, and Y. Matsuda, Annu. Rev. Condens. Matter Phys. 5, 113135 (2014).
1

E-mail: shibauchi@k.u-tokyo.ac.jp

1

9P-5

鉄系超伝導体 FeSe0.5 Te0.5 と FeSe の中性子非弾性散乱— 磁気散乱スペクトルのネマティック効果 —原子力機構 原子力科学研究部門

社本 真一 1 , 樹神 克明，梶本 亮一，中村 充孝

CROSS
京都大学

理学部

石角 元志

綿重 達哉，笠原 成，松田 祐司
東京大学

新領域

芝内 孝禎

ESS

新井 正敏

鉄系超伝導体では高温で dyz および dzx 軌道が縮退しているが、低温で構造相転移とともにその軌道縮退が解ける 1) 。中性子弾性散乱により BaFe2 As2 単結晶の磁気形状因子の異方性を調べた
ところ、斜方晶歪がわずか 0.3% にも拘わらず、2 倍以上異方的に分極することがわかった 2) 。このような異方性の変化に興味を持ち、FeSe0.5 Te0.5 および FeSe 単結晶の中性子非弾性散乱スペク
トルを測定した。FeSe と異なり、FeSe0.5 Te0.5 では明確には構造相転移が見つかっていない 3) ものの、磁気散乱スペクトルの非整合周期の温度変化が報告されている 4) 。そこでこの温度変化を詳細に調べたところ、70K ほどで大きく変化することがわかった（図１）。詳細は当日報告する。

図 1: FeSe0.5 Te0.5 の E = 7meV における非整合周期 δ の温度依存性。

参考文献
1) For example, Shigeru Kasahara et al., Nature 486, 382 (2012).
2) Katsuaki Kodama et al., Phy. Rev. B 90, 144510 (2014).
3) Kazumasa Horigane et al., J. Phys. Soc. Jpn. 78, 74718 (2009).
4) Zhijun Xu et al., Phys. Rev. Lett. 109, 227002 (2012).
1

E-mail:shamoto.shinichi@jaea.go.jp

1

9P-6

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ࢀߟจ‫ݙ‬[1] S. Onari and H. Kontani, Phys. Rev. Lett. 109 (2012) 137001.
[2] S. Onari, Y. Yamakawa and H. Kontani, Phys. Rev. Lett. 112 (2014) 187001.
[3] S. Jiang et. al., Phys. Rev. Lett. 110 (2013) 067001.
[4] Y. Suzuki et. al., arXiv:1504.00980.
1

E-mail: onari@okayama-u.ac.jp

1

10A-1KFe2Se2 系の相分離と超伝導特性
物質・材料研究機構

高野 義彦

鉄系超伝導の中でも最もシンプルな FeSe は、常圧の超伝導転移温度は Tc ∼ 13K であるが、高圧力下で Tc ∼ 37K まで上昇する [1-3]。FeSe の層間にカリウムを挿入した

KFe2 Se2 系物質は、常圧下で約 33K の Tc を示し、FeSe 系化合物に内在する高温超伝導の可能性を示唆している。しかしこのKFe2 Se2 系物質の超伝導特性は、再解は得られていない。特に ARPES
では、他の鉄系超伝導体で見られているΓ点周りのホールポケットが観測されていないなど、特異な振る舞いが見られている。そのため、高品質な単結晶による物性評
価が求められている。

10slow cool

Magnetization / emu g

現性などの問題により統一的な理400 °C0.2

550 °C

0.4

本研究では、One step method[4]quenched at 700 °C

により単結晶試料を合成し、クエン0

チ温度を変えて KFe2 Se2 単結晶を10

H = 10 Oe

2030

Temperature / K

育成し、磁化率・電気抵抗率測定によって超伝導特性を評価した。
図 1 に示すように高い温度でクエンチするほど超伝導体積率が高く、徐冷した試料においては低い。

図 1: K0.8 Fe2 Se2 単結晶の磁化率温度依存性。図中の温度は作製時のクエンチ温度。

しかし、徐冷試料には Tc ∼ 44K 超伝導が現れることが分かった [5]。発表当日は試料の組織と超伝導特性について、詳細に議論する予定である。

参考文献[1] Y. Mizuguchi et al., Appl. Phys. Lett. 93, 152505 (2008).
[2] S. Margadonna et al., Phys. Rev. B 80, 064506 (2009).
[3] S. Masaki et al., J. Phys. Soc. Jpn. 78, 063704 (2009).
[4] T. Ozaki et al., Euro Phys Lett., 98 27002 (2012).
[5] M. Tanaka et al., arXiv:1504.04197.
1

10A-2鉄系超伝導体の電子構造の異方性
東京大学 理学系研究科

藤森

淳

122 組成鉄系超伝導体の母物質の低温相は反強磁性正方晶相（AFO 相）であるが、ネール点より高温側約 50 度の範囲でも電子的に４回対称性の破れた “ネマティック” 相が存在する [1]。最近の母物質 BaFe2 As2 の ARPES 測定によれば、ネマティック相では、強的な軌道秩序から期待される Γ-X 方向と Γ-Y 方向のバンド分散の違いが残存すること [2] に加えて、AFO 相と同じ周期のバンドの折り畳みも生き残っており、ネマティック相で生き残っている軌道秩序が反強成分を持つことが示唆された [3]。

BaFe2 As2 に対する等電子置換として Ru を微量にドープすると、Co ドープと同様に電気抵抗の異方性が生じる。この異方性は定性的には Co ドープと同様に ρb > ρa であるが、大きさは等電子置換である P ドープと同程度であった [4]。ARPES 測定によれば、少量の Ru ドープによってバンド構造の異方性は母体と殆ど変らず、電気抵抗の異方性の原因が電子構造の異方性ではなく不純物散乱確率の異方性であることが示された。一方、11 組成鉄系超伝導体の母物質 FeTe に Se、Cu、過剰鉄を微量にドープした系でも電気抵抗の異方性が観測され、その大きさは等電子置換かキャリアー・ドープかによって異なっていたが、異方性の符号が 122 系と逆（ρb < ρa ）になった[5]。これは、122 系と 11 系の AFO 相のスピン構造の違いに起因するものと考えられる。

謝辞
本講演は、劉亮、輿石佳佑、岡崎浩三、徐健、鈴木博人、出田真一郎、吉田鉄平、下志万貴博、
石坂香子、組頭広志、小野寛太、中島正道、石田茂之、三上拓也、富岡泰秀、伊藤利充、木方邦
宏、李哲虎、伊豫彰、永崎洋、内田慎一の各氏との共同研究である。

参考文献[1] S. Kasahara et al., Nature 486, 382 (2012).
[2] T. Shimojima et al., Phys. Rev. B 89, 045101 (2014).
[3] K. Koshiishi et al., to be submitted.
[4] L. Liu et al., arXiv:1503.02855.
[5] L. Liu et al., Phys. Rev. B 91, 134502 (2015).

1

10A-3鉄系超伝導体における核磁気共鳴による研究— 磁性、構造、軌道の関係 —京都大学大学院 理学研究科

石田

憲二 1

鉄系超伝導体の特徴として、1111 系や 122 系の母物質や低濃度領域において磁気秩序温度 (TN ) と同じ温度か僅かに高い温度 (TS ) で正方晶から斜方晶に構造転移をすることが知られている [1, 2]。これは、これらの系において構造と磁性の強いカップリングを示唆する結果である。また BaFe2 (AsP)2系においてはトルク測定から TS 以上の温度から面内の四回対称性の破れが報告され、その起源についても関心が集まっている [3]。我々は BaFe2 (As0.96 P0.04 )2 において 75 As 核の NMR 実験から、

TS 以上の温度から微視的に見ても四回対称性の破れが低温に伴い大きくなることを見出した [4]。
この振る舞いと磁気ゆらぎとの関係を議論する。これに対し鉄系超伝導体の一つ 11 系の FeSe では上記の関係とは異なり、90K で構造転移の後静的な磁気秩序は見られないものの低温に伴ってストライプ相関を持った反強磁性ゆらぎが発達し、9 K で超伝導転移を示す [5]。111 系、122 系、11 系の結果を比較し、構造と磁性、軌道秩序の関係を実験結果に基づき議論したい。
BaFe2 (AsP)2 は京都大学松田氏の研究グループと、FeSe は Karlsruhe 研究所の C. Meingast 氏の研究グループとの共同研究である。

参考文献[1] K. Ishida, Y. Nakai, and H. Hosono, J. Phys. Soc. Jpn. 78, 062001 (2009).
[2] D. C. Johnston, Adv. Phys. 59, 803 (2010).
[3] S.Kasahara, H. J. Shi, K. Hashimoto, S. Tonegawa, Y. Mizukami, T. Shibauchi, K. Sugimoto, T. Fukuda, T. Terashima, A. H. Nevidomskyy and Y. Matsuda, Nature 486 (2012).
[4] T. Iye, M-H. Julien, H. Mayaﬀre, M. Horvatic, C. Berthier, K. Ishida, H. Ikeda, S. Kasahara,
T. Shibauchi, and Y. Matsuda, J. Phys. Soc. Jpn. 84, 043705 (2015).
[5] A. E. Böhmer, T. Arai, F. Hardy, T. Hattori, T. Iye, T. Wolf, H. v. Löhneysen, K. Ishida,
and C. Meingast, Phys. Rev. Lett. 114, 027001 (2015).

1

E-mail: kishida@scphys.kyoto-u.ac.jp

1

10A-4మ‫ܥ‬௒఻ಋମ FeSe ʹ͓͚Δ࣓ੑΛ൐Θͳ͍‫ي‬ಓடংͷ‫ݯى‬໊‫ݹ‬԰େֶ ཧֶ‫ڀݚ‬Պࢁ઒ ༸Ұ 1 , ࠠ୩ ߒ

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20

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[2] K. Nakayama, et al., Phys. Rev. Lett. 113, 237001 (2014);
T. Shimojima, et al., Phys. Rev. B 90, 121111(R) (2014).
[3] A. E. Böhmer, et al., Phys. Rev. Lett. 114, 027001 (2015).
[4] S. Onari and H. Kontani, Phys. Rev. Lett. 109, 137001 (2012).
[5] T. Miyake, K. Nakamura, R. Arita, and M. Imada, J. Phys. Soc. Jpn. 79, 044705 (2010).
1

E-mail: yamakawa@s.phys.nagoya-u.ac.jp

1

10A-5

スピン密度波相近傍でのスピンネマチックの一般的特徴— 鉄系超伝導体でのネマチック相の起源と高温超伝導機構の解明に向けて —物質・材料研究機構
マックスプランク固体物性研究所

山瀬

博之 1

Roland Zeyher 2

銅酸化物高温超伝導体は反強磁性モット絶縁体にキャリアをドープした系である。その本質的な物理は単バンド模型で理解出来ると考えられており、スピンの揺らぎの重要性が広く認識されている。一方、第二の高温超伝導物質と言うべき鉄プニクタイド系は、銅酸化物と同様に磁気相の近傍で超伝導が実現する。しかし銅酸化物と違って磁気相は金属であり、さらに幾つものバンドがフェルミエネルギー近傍に存在している。それ故にスピンや軌道の揺らぎが超伝導性にとって重要である、と議論されている。ところで、磁気相の近傍に電子ネマチック相が存在しており、超伝導相そのものは磁気相よりもむしろネマチック相により近接している。したがって、ネマチッ
ク相の起源やその揺らぎの性質をよく理解することは、鉄プニクタイド系の高温超伝導機構を解明する上で重要なステップになることが期待される。
鉄系超伝導体ではスピンまたは軌道起源による電子ネマチック相が議論されている。本研究ではスピン起源の観点から理論的考察をした結果を報告する [1]。スピンネマチックの引力相互作用が存在すればスピンネマチック不安定性が生じ得るが、ネマチック相は磁気相関長がある臨界長を超えた時、つまり、スピン密度波相転移が生じる前に安定化することが分かった。特に、その臨界磁気相関長はスピンネマチック臨界温度が高くなるほど短くなる、という特徴がある。 付随して、低エネルギーのスピンネマチック揺らぎは、スピンネマチック臨界温度が高くなるほどより広い温度領域まで存在する。スピンネマチック臨界点に近づくとスペクトラル関数は、波数をゼロに固定してエネルギーの関数としてみた時、有限温度ではセントラルピークを、絶対零度（量子相転移）ではソフトモードを示す。以上のようなスピンネマチックの特徴は、実はスピン密度波相近傍での一般的なものであることが判明した。すなわち、これらの特徴はスピン揺らぎのバ
ブルダイアグラムの虚数を低エネルギーで展開した際にエネルギーの一次の係数が温度の二乗に比例する、という一般的な性質に起因したものである。更にスピンネマチックのスぺクトラル関
数は、波数ゼロ、エネルギーゼロ周りの散漫ピークとして現れ明瞭な分散関係を示さないことも分かった。以上の理論結果を基にして、スピンネマチック不安定性とその近傍にあるスピン密度波相という観点から鉄系超伝導体の相図を考察する。

[1] H. Yamase and R. Zeyher, arXiv: 1503.07646.
1
2

E-mail: yamase.hiroyuki@nims.go.jp
E-mail:R.Zeyher@fkf.mpg.de

1

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[2] H. Kontani and S. Onari, Phys. Rev. Lett 104, 157001 (2010).
[3] Y. Yanagi, Y. Yamakawa and Y. Ōno, J. Phys. Soc. Jpn 79, 123707 (2010).
[4] T. Yamada, J. Ishizuka and Y. Ōno, J. Phys. Soc. Jpn. 83, 043704.
[5] ॹ‫ܡܗ‬ɼࢁా෢‫ݟ‬ɼੴ௩३ɼେ໺ٛষ: ೔ຊ෺ཧֶձ ୈ̓̌ճ೥࣍େձ 24aPS-27.
[6] ࢁా෢‫ݟ‬ɼॹ‫ܡܗ‬ɼେ໺ٛষ: ೔ຊ෺ཧֶձ ୈ̓̌ճ೥࣍େձ 22aBE-12.

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Ecole Polytechnique

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[2] T. Kobayashi et al., Phys. Rev.B.87.174520 (2013)[3] T. Dulguun et al., Phys. Rev. B.85.144515 (2012) .
[4] H. Suzuki et al., Phys. Rev.B.89.184513 (2014).
[5] Y. Nakai et al., Phys. Rev. B 81, 020503(R) (2010).
Y. Nakai et al., Phys. Rev. Lett. 105, 107003 (2010).
[6] C. P. Strehlow et al., Phys. Rev. B 90, 020508(R) (2014).
[7] Y. Mizukami et al., arXiv:1405.6951.

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1E-mail: cmaeda@mail.ecc.u-tokyo.ac.jp1

10P-1

非磁性籠状物質 PrV2 Al20 における重い電子超伝導— 電子軌道の量子揺らぎによる新しい超伝導 —東京大学 物性研究所

松本 洋介, 辻本 真規, 酒井 明人, 冨田 崇弘, 中辻 知

磁気的な量子臨界点近傍における非従来型超伝導というコンセプトは主に 4f 電子系の金属間化合物における一連の研究によって大きな成功を収めてきた。ここでは、局在した f 電子の磁気モーメントが秩序化した状態と、f 電子が伝導電子との混成によって遍歴する重い電子状態の間の量子相転移の近傍で、磁気的な揺らぎを媒介とした従来の BCS 超伝導とは異なる超伝導が生じていることを意味すると考えられる。
これに対し、f 電子の磁気的な自由度ではなくて、軌道自由度を用いた新しい超伝導は可能であるのか、すなわち f 電子の軌道秩序の量子臨界点で何が起きるか、というのが我々の着眼点である。このほとんど未解明の興味深い問題を実験的に明らかにする上で、最近、希土類金属間化合物 PrTi2 Al20 と PrV2 Al20 が、格好の研究対象となることが明らかになってきた 1−3) 。これらの物質は立方晶 (Td ) の対称性を持ち、その結晶場基底状態は非磁性 Γ3 二重項である。さらに重要な点は、Pr 原子の周りを 16 個の Al 原子が籠状に取り囲む構造を持つ為、f 電子と伝導電子が強く混成している点である。特に PrV2 Al20 は PrTi2 Al20 に比べて格子定数が小さく、籠のサイズが小さいため、より混成が大きいことが期待されるが、実際、軌道揺らぎによると考えられる異常な電子状態を示す。このような強い軌道揺らぎを伴う状況の下、PrV2 Al20 は常圧下、軌道秩序相
内の 0.05 K で準粒子有効質量が m∗ /m ∼ 140 まで増大した重い電子超伝導を示す 3) 。本講演では、この超伝導について現在までに分かったことを、PrTi2 Al20 との比較、特に PrTi2 Al20 の圧力下重い電子超伝導 4) との比較も踏まえて議論することで、ここで f 電子の軌道揺らぎを媒介とした新たな超伝導が実現していると考えられることを示したい。

1) A. Sakai, and S. Nakatsuji, J. Phys. Soc. Jpn. 80 (2011), 063701.
2) A. Sakai, K. Kuga and S. Nakatsuji, J. Phys. Soc. Jpn. 81 (2012), 083702.
3) M. Tsujimoto, Y. Matsumoto, T. Tomita, A. Sakai, and S. Nakatsuji, Phys. Rev. Lett.
113 (2014), 267001. References therein.
4) K. Matsubayashi et al., Phys. Rev. Lett. 109 (2012), 187004.

1

10P-2

U 系超伝導体における超伝導対称性とフェルミ面— 現実のフェルミ面におけるノード位置は？—東京工業大学大学院理工学研究科

井澤

公一 1

ここ 30 年来，数多くの非従来型超伝導体が発見されるとともに，その新奇な超伝導の理解を目指し精力的に研究が進められてきた．特に超伝導対称性は，発現機構に密接に関係する極めて重要な情報であるため，実験・理論の両側面から活発に議論されてきた．
我々は，これまで熱輸送係数の磁場方向依存性の実験から，従来の手法では知ることの難しいノードの方向を明らかにし，それをもとに超伝導対称性の候補を提案してきた [1]．しかしながら，さらに超伝導発現機構の理解を深めるには，ノード方向から得られる超伝導対称性だけでなく，現実のフェルミ面におけるギャップ構造を具体的に知ることが重要である．実際，最近の第一原理計算に基づく理論的研究の進展により，現実的なフェルミ面上におけるギャップ構造が議論できるようになってきており [2]，対応する実験結果との比較から発現機構に関する新たな知見が得られる
ことが期待される．しかし現実の物質では，多くの場合，複雑なフェルミ面が複数あるため，磁場方向依存性の実験結果のみで現実のフェルミ面上でのノード位置を決定するのはそう容易ではない．そこで我々は，新たな手法として熱ホール係数など別の側面から準粒子励起を調べ，現実のフェルミ面におけるノード構造の議論を試みた．
本講演では，U 系超伝導体 UPt3 および UBe13 の超伝導ギャップ構造について，現実のフェルミ面との対応関係も含めて議論する．特に UPt3 における熱ホール係数の結果により導かれるノードの位置が，これまで有力視されていた E2u ではなく，以前から我々が主張している E1u に属する

f 波対 [3] を支持することも紹介する．
本研究は，伊藤淳史，宗義尚，多田勝哉，町田洋（東京工業大学），芳賀芳範，山本悦嗣（原子力機構），木村憲彰（東北大学），大貫惇睦（琉球大学），堤康雅（理化学研究所），町田一成（岡山大学）各氏との共同研究によるものである．

参考文献[1] Y. Matsuda, K. Izawa and I. Vekhter, J. Phys.: Condens. Matter 18 (206) R705.
[2] T. Nomoto and H. Ikeda, Phys. Rev. B 90 (2014) 125147; H. Ikeda, M.-T. Suzuki, and
R. Arita, Phys. Rev. Lett. 114 (2015) 147003.
[3] Y. Machida, et al., Phys. Rev. Lett. 108 (2012) 157002; K. Izawa et al., J. Phys. Soc. Jpn.
83 (2014) 061013; 井澤公一，町田洋，固体物理 49 (2014) 19.
1

E-mail: izawa@ap.titech.ac.jp1

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ࢀߟจ‫ݙ‬[1] Y. Machida et al., Phys. Rev. Lett. 108, 157002 (2012).
[2] S. Kittaka et al., J. Phys. Soc. Jpn. 82, 024707 (2013).
[3] R. Joynt and L. Taillefer, Rev. Mod. Phys. 74, 235 (2002).
[4] T. M. Lippman et al., New J. Phys. 10, 043006 (2008).
[5] G. Aeppli et al., Phys. Rev. Lett. 58, 808 (1987).

1

E-mail: nomoto.takuya@scphys.kyoto-u.ac.jp1

10P-4局所磁気モーメント形成が誘起するスピン三重項超伝導
東京大学 総合文化研究科
Department of Physics, University of Fribourg

星野 晋太郎1
Philipp Werner

同じスピンを持つ電子が対形成したスピン三重項超伝導は、Sr2 RuO4 や U 化合物を含む物質群においてその実現可能性が提案されている。通常、スピン三重項超伝導に対しては空間的に奇パリティ(p 波) をもつ異方的な電子対が仮定される。一方で、電子の持つ軌道自由度を考慮するならば等方的な (s 波) スピン三重項超伝導も可能であり、実際に電子系において理論的に議論されている [1, 2]。この機構は以下のように理解することができる。すなわち、異軌道間の電子スピンの間にはフント結合というクーロン相互作用に由来する強磁性的な結合があり、これは同じスピン間の有効引力として働く。しかし、現実の物質ではこのような超伝導が多く実現しているわけではないため、どのような状況下で上記のフント結合誘起超伝導が実現するのかを明らかにする必要がある。そこで我々は多軌
道ハバードモデルを動的平均場理論によって解析し、スピン三重項超伝導が実現するパラメータ領域を調べた [3]。その結果、この超伝導は Spin-freezing[4, 5] という、多軌道電子系特有の物理と関係していることを明らかにした。
さらに、図 1 に示すように超伝導相は磁気秩序相と隣接しており、かつ転移温度はドーム形状を持つため、相図は一般によく知られている非従来型超伝導体のそれと酷似している。通常、磁気的量子臨界点まわりから生じる非局所的な揺らぎ（マグノン）によるクーパー対形成が考えられているが、本研究で見出された超伝導は Spin-freezing 現象に伴う局所的な磁気揺らぎが重要であり、量子臨界点とは直接の関係がない。講演ではこの超伝導の機構について詳しく議論する予定である。
(a)

(b)

U=0.75

n=2

0.06

0.1
Normal[1] A. Klejnberg and J. Spalek: J. Phys.:
Condens. Matter 11, 6553 (1999).

Normal

0.08
0.04
0.06
0.04

0.02

AFM

0

1

2

2.5

3

0

SC

Fermi
liquidSC

1.5[3] S.
HoshinoandP.
arXiv:1503.08164 (2015).

FM

0.02
Fermi
liquid[2] M. Zegrodnik, J. Bünemann and J.
Spalek: New J. Phys. 16, 033001 (2014).

Spin-freezing
crossoverSpin-freezing
crossover

0

0.5

参考文献

1

1.5

2

Werner:[4] P. Werner, E. Gull, M. Troyer, and A.
J. Millis: Phys. Rev. Lett. 101, 166405(2008).

図 1: 磁気異方性を考慮した縮退３軌道ハバードモデルにお [5] A. Georges, L. d. Medici, and J. Mravlje:
ける (a) 粒子数-温度相図と (b) 相互作用-温度相図。図中ではバンド幅をエネルギーの単位にとっている。
1

E-mail: hoshino@vortex.c.u-tokyo.ac.jp

Annu. Rev. Condens. Matter Phys. 4, 137(2013).

10P-5

URu2Si2 におけるネマティックカイラル超伝導京都大学 理学研究科

柳瀬 陽一 1

強相関電子系ではしばしば内部自由度を持つエキゾチック超伝導が発現する。なかでも時間反転対称性の自発的破れを伴うカイラル超伝導相が幾つかの物質で示唆されている。Sr2 RuO4 はカ
イラルＰ波超伝導体であると考えられており、URu2 Si2 はカイラルＤ波超伝導体であると考えられている。また、最近の実験結果は UPt3 の B 相において時間反転対称性が破れていることを示している。これらの興味深い超伝導体は、あらためて興味深いことに、系の回転対称性を破るネマ
ティック秩序と共存する。そのようなネマティックカイラル超伝導体の相図について議論したい。
今回は特に URu2 Si2 を対象とし、第一原理バンド計算の結果 [1] と Shubnikov-de Haas 振動の実験結果 [2] を用いて低エネルギーの有効モデルである Ginzburg-Landau (GL) モデルを導出する。その GL モデルにおける温度磁場相図をランダウレベル展開法を用いた変分計算により決定
し、超伝導秩序変数および量子渦格子を示す。
Ｃ軸磁場中では時間反転対称性の破れを伴う超伝導 2 段転移は消失し、クロスオーバーになる。
このクロスオーバー自体は非常にブロードで観測は困難と考えられるが、我々はクロスオーバーに伴う量子渦の構造相転移が起こることを発見した [3]。この構造相転移はネマティックカイラル
超伝導に特有のものであり、超伝導秩序変数の波数依存性やフェルミ面の構造などにほとんど依存しない。即ち、量子渦構造相転移の観測はネマティック秩序とカイラル超伝導の両者に対する決定的な証拠になり得る。実験的には小角中性子散乱やＳＴＭを用いることでその観測が可能である。
ネマティックカイラル超伝導に特有の現象は面内磁場中でも現れる。その代表的なものは上部臨界磁場の角度依存性である。我々は上記のように導出した GL モデルを用いて URu2 Si2 の面内上部臨界磁場と温度磁場相図を計算した。それらの結果からネマティック秩序とカイラル超伝導の興味深い関係について議論したい。
この研究は高松周平（新潟大学）が中心となって行ったものです。また、播磨尚朝（神戸大学）、
青木大（東北大学）の各氏との共同研究です。

参考文献[1] H. Harima, private communication.
[2] D. Aoki et al., J. Phys. Soc. Jpn. 81, 074715 (2012).
[3] S. Takamatsu and Y. Yanase, Phys. Rev. B. 91, 054504 (2015).
1

E-mail: yanase@scphys.kyoto-u.ac.jp1

10P-6

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ࢀߟจ‫ݙ‬

1) K. McElroy et al., Nature, 422, 592, (2003)
2) Y. Kohsaka et al., Nature, 454, 1072, (2008)
3) J. E. Hoﬀman et al., Science 295, 466, (2002), K. Matsuba, etal., J. Phys. Soc. Jpn.
76, 063704, (2007)
4) T. Hanaguri et al., Science, 323, 923, (2009)5) B. Lake et al., Science 291, 1759 (2001), T. Wu et al., Nature 477, 191 (2011).
6) E. H. da Silva Neto, et al., Science, 343, 393, (2014)
1 E-mail:tadashi.machida@riken.jp

1

10P-7

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[2] M. Machida and S. Sakai, Phys. Rev. B 70, 144520 (2004).
[3] W. Hu, S. Kaiser, D. Nicoletti, C. R. Hunt, I. Gierz, M. C. Hoﬀmann, M. Le Tacon, T. Loew, B.
Keimer, and A. Cavalleri, Nat. Mater. 13, 705 (2014).
[4] Y. Nomura, T. Mizuno, H. Kambara, Y. Nakagawa, and I. Kakeya, J. Phys. Soc. Japan 84, 013704(2015).
1

E-mail: kakeya@kuee.kyoto-u.ac.jp1

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[2 ] K. Ishii et al., Nat. Commun. 5, 3714 (2014).
[3 ] W. S. Lee et al., Nat. Phys. 10, 883 (2014).
[4 ] T. Tohyama, K. Tsutsui, M. Mori, S. Sota, and S. Yunoki, arXiv:1503.04259.

1

E-mail: tohyama@rs.tus.ac.jp1

10P-9汎関数繰り込み群法による銅酸化物高温超伝導体における電荷密度波の理論
名大理

土射津昌久，山川洋一，紺谷浩

銅酸化物高温超伝導体における電荷密度波 (CDW) について、最近になって STM 及び X 線散乱による直接観測に成功し [1]、その精密な構造が明らかとなり、大きな注目を集めている。この CDW 状態の特徴は、(i) 酸素サイトで CDW が実現していること、および (ii) Qc = (δc , 0) となるような axial な波数をもつ CDW が実現することである。このような特徴をもつ CDW は乱雑位相近似 (RPA) による解析では再現できないため、Sachdev のグループは Maki-Thompson 型のバーテクス補正を取り入れた理論解析を精力的に行っているが、波数 Qc をもつ axial CDW の再現には至っていない [2]。
本研究では、バーテクス補正効果を系統的に取り込むことのできる汎関数繰り込み群 (RG) 法 [3] を用いて、銅サイトのオンサイト相互作用 Ud のみを考慮した３軌道 d-p 模型の電荷感受率の解析を行った。酸素サイトの電荷感受率 χcx,y (q) のみでなく、Sachdev[2] により指摘されている d 波の form factor"!
†をもつ密度演算子 B(q) = k,σ f (k + q/2) ck,d,σ ck+q,d,σ の感受率 χd (q) = 12 dτ ⟨B(q, τ )B(−q, 0)⟩の解析も行った。ここで、ck,d,σ は銅サイトの電子の演算子を示し、f (k) ≡ cos kx − cos ky である。秩序変数 ⟨B(Qc )⟩ は、銅サイトでのボンド電荷秩序に対応している [2]。

下左図に酸素 py サイトの電荷感受率 χcy (q) の波数依存性を示す。RPA では感受率の Ud 依存性はほとんど見られないが、RG による解析では、強相関領域においていくつかのピーク構造が出現し、特に χcy (Qc ) が一番強く増強されることが分かった。この CDW の模式図を下右図に示す。この結果は上記の実験結果ともコンシステントである。また、Sachdev らが主張しているボンド電荷秩序の感受率

χd (q) は強相関領域で発達せず、実現しないことが分かった。酸素サイトの CDW 相関の増大の起源は、Aslamazov-Larkin 型のバーテクス補正 [4] を通じて、スピン揺らぎが電荷揺らぎを誘発するためであると考えられる。

χcy(q)

Qc
px

d

RG

(π,π)

RPA

py

qy
(0,0)

qx

(π,0)

左図：酸素 py サイトの電荷感受率 χcy (q)。RG と RPA の結果をあわせて示す。ホッピングパラメータは [4] と同じ。Ud = 4.06, T = 0.02, Np = 128 パッチ、RG カットオフ Λ0 = 0.5 とした場合の結果。
Qc = (δc , 0) ≈ (0.37π, 0) はホットスポット間の差し渡しの波数に対応。右図は周期 4a の CDW の模式図。

[1] K. Fujita et al., PNAS 111, E3026 (2014); R. Comin et al., arXiv:1402.5414.
[2] S. Sachdev and R. La Placa, Phys. Rev. Lett. 111, 027202 (2013),[3] M. Tsuchiizu et al., PRL 111, 057003 (2013); M. Tsuchiizu et al., PRB 91, 155103 (2015).
[4] Y. Yamakawa and H. Kontani, arXiv:1406.7520.

10P-10引力ハバード模型の BEC 領域に存在する隠れたフェルミオン励起
理化学研究所

創発物性科学研究センター

酒井志朗

引力ハバード模型は低温において、引力が弱い領域では BCS 的な超伝導を、引力が強い領域では BEC 的な超伝導を示す。BEC 領域では、超伝導転移温度 Tc 以上で既に電子がペアを組むこと
でボソン的に振る舞い、Tc において BEC を起こすというのが一般的な理解である。これに対して我々は、BEC 領域の Tc 近傍においては、単に電子ペアをボソンとみなすだけでは捉えられない、隠れたフェルミオン的励起が存在することを見出した。
まず、これまでの量子モンテカルロ法や動的平均場理論などの数値計算結果から、BEC 領域では、Tc 以上で一粒子励起スペクトルにギャップ（擬ギャップと呼ばれる）が開いていることが分かっている。これは、電子正孔変換を通して斥力ハバード模型のモット絶縁体状態のモットギャッ
プと同一視でき、低エネルギー領域に自己エネルギーの極が現れることで開いたギャップである。
我々は、動的平均場理論を用いて、引力模型の Tc 近傍において自己エネルギーの実周波数依存性を詳細に調べ、この自己エネルギーの極（より正確には虚部の鋭いピーク構造）が、Tc 以下の温度領域においてもある程度の低温まで残り続けることを見出した。ただし、更に低温ではそのピー
ク構造は消失する。この Tc 近傍の自己エネルギーのピークについて、正常部分と異常部分の関係を詳細に調べた結果、それが強結合極限においても存在するある隠れたフェルミオン的励起との混成に由来することを見出した。[1]
この結果と、２次元斥力ハバード模型の d 波超伝導において先の研究で見出した隠れたフェルミオン的励起 [2] との類似点及び相違点についても議論する。

[1] S. Sakai, M. Civelli, Y. Nomura, and M. Imada, in preparation.
[2] S. Sakai, M. Civelli, and M. Imada, arXiv:1411.4365.

1

P01

擬一次元有機導体の超伝導対称性とアニオン・ポテンシャルの関係
神奈川大学 工学部
大阪大学 理学部

相澤 啓仁 1
黒木 和彦

本発表では、擬一次元有機導体 (TMTSF)2 ClO4 の超伝導対称性とアニオン・ポテンシャルの関係に注目する。この有機導体は D2 A (D=ドナー分子、A=−1 価のアニオン分子)という構成をしており、ドナー分子が +0.5 価となるため、ホールがキャリアとなる。また、この物質ではアニオンが四面体であるため、約 24K でアニオン秩序化が起こる。これにより、アニオン・ポテンシャルの寄与が、ドナー分子ごとに異なる可能性が指摘されている。超伝導は常圧下で約 1K で起こり、核磁気緩和率など種々の実験により、非従来型超伝導の可能性が指摘されている。
注目する物質の超伝導対称性を調べるために、まず、第一原理計算 (WIEN2k と PWscf
を使用) によりバンド構造を導出し、フェルミ準位近傍の一電子有効模型を構築する。その後、同一分子内での電子間クーロン斥力相互作用を導入する。これにより生じる多体効
果を二体自己無撞着 (TPSC) 法により取り入れる。超伝導状態は、スピン揺らぎ媒介超伝導発現機構を仮定して、線形化エリアシュベルグ方程式を解き、得られた超伝導ギャップなどを解析する。その後、超伝導対称性とアニオン・ポテンシャルの関係を調べる。
擬一次元有機導体 (TMTSF)2 ClO4 の結晶構造 (図 1(a)) から、単位格子内に 4 個の TMTSF分子があることがわかる。また、第一原理計算によるバンド構造 (図 1(b)) から、フェルミ準位 (E = 0) 近傍に 4 個のバンドがあることがわかる。これらから、TMTSF 分子 1 個
を 1 サイトと見なして有効模型を導出したのが、図 1(b) の実線である。有効模型によるバンド構造は第一原理バンドを正確に再現している。当日はこれらの詳細と超伝導対称性の関係及び、アニオン・ポテンシャルがそれらに及ぼす影響について発表する。

Energy [eV](b)(a)
ClO4分子WIEN2k
PWscf
MLWF
FL

2

1

0

-1

-2

TMTSF分子

-3
G

X

M

Y

G

図 1: (TMSF)2 ClO4 の (a) 単位格子内の結晶構造. (b) 第一原理計算によるバンド構造.

1E-mail: aizawa@kanagawa-u.ac.jp

1

P02

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1

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Vortex

0.6

Vortex

0.4

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0.2

0.2

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0.2

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T / Tc0

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0.6

1

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1

ਤ 1: PPB ͕ऑ͍ͱ͖ͷ Hc2 (T ).

00

0.2

0.4
0.6
T / Tc00.8

1ਤ 2: PPB ͕‫͖ͱ͍ڧ‬ͷ Hc2 (T ).

[1] K. Cho et al., Phys. Rev. B 83, 060502 (2011).
[2] A. Gurevich, Phys. Rev. B 82, 184504 (2010).
[3] S. Kasahara et al., Proc. Nat. Acad. Sci. USA 111, 16309 (2014).
[4] H. Adachi and R. Ikeda, Phys. Rev. B 68, 184510 (2003).
[5] D. F. Agterberg et al., Phys. Rev. Lett. 100, 017001 (2008).

P03

FeSe における電子状態と超伝導
新潟大院自然, 新潟大 CFILA

石塚 淳*1 , 山田 武見 A
東理大理工

柳 有起

新潟大理

大野 義章

FeSe は低温で構造相転移と超伝導転移を示すが，この発現機構に関して活発な議論がなされている。有力なペアリング機構としては，スピン揺らぎを媒介とする s± 波 [1, 2] と軌道揺らぎを媒介とする s++ 波 [3, 4] があるが，先行の実験はギャップ関数に符号反転がある可能性を示している。FeSe ような強相関電子状態のもとでの超伝導発現機構を検証するためには，乱雑位相近似などの摂動的アプローチを超えた電子相関の定量的な解析が重要である．相互作用項の d-d 軌道間クーロン相互作用についてはこれまでに解析されているが，Fe のまわりに四面体配位している Se との d-p 軌道間クーロン相互作用についてはまだ解明されていない．
本研究では，1 サイト動的平均場理論と線形化 Eliashberg 方程式の hybrid 法を開発し，第一原理計算に基づく FeSe の 16 バンド d-p 模型 [5] に適用した．その結果，xy 軌道に由来する γ バンドが特に大きく繰り込
まれて押し下げられ，Fermi 面に寄与するのは zx, yz 軌道に由来するバンドのみとなり，ARPES[6] と類似の

1 粒子スペクトルが実現した．バンド繰り込みの大きな軌道依存性に起因して，FeSe の xy 軌道内の反強磁性
スピン揺らぎは LaFeAsO に比べて大きく抑制され，zx(yz) 軌道の反強磁性スピン揺らぎが支配的となる．こ
の結果は，zx(yz) 軌道の反強磁性スピン揺らぎが超伝導発現に寄与しており，xy 軌道成分を有する電子面上において，ギャップ関数に符号反転がある可能性を示唆している。
[1] K. Kuroki, et al., Phys. Rev. Lett 101, 087004 (2008).
[2] I. I. Mazin, et al., Phys. Rev. Lett 101, 057003 (2008).
[3] H. Kontani and S. Onari, Phys. Rev. Lett 104, 157001 (2010).
[4] Y. Yanagi, et al., J. Phys. Soc. Jpn 79, 123707 (2010).
[5] T. Miyake, et al., J. Phys. Soc. Jpn 79, 044705 (2010).
[6] J. Maletz, et al., Phys. Rev. B 89, 220506(R) (2014).

*1 E-mail:ishizuka@phys.sc.niigata-u.ac.jp

1

P04

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[1] Y. Kohori et al., J. Phys. Soc. Jpn. 65, (1996) 1083.
[2] N. Emi et al., J. Phys. Soc. Jpn. to be published.
[3] T. Hattori et al., Phys. Rev. Lett. 108, (2012) 066403.
1

P05f ిࢠͷวྺɾ‫ྟࢠྔͱࡏہ‬ք఺ۙ๣ͷ௒఻ಋ— d ೾͓Αͼ p ೾εϐϯҰॏ߲௒఻ಋ —౦๺େֶେֶӃཧֶ‫ڀݚ‬Պ

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CeRhIn5 ͱؔ࿈ͯٞ͠࿦͞Ε͍ͯΔ [4]ɻ[1] A. N. Rubtsov et al., Phys. Rev. B 79, 045133 (2009).
[2] J. Otsuki, H. Hafermann, A. I. Lichtenstein, Phys. Rev. B 90, 235132 (2014).
[3] J. Otsuki, arXiv:1504.05637.
[4] Y. Fuseya, H. Kohno, and K. Miyake, J. Phys. Soc. Jpn. 72, 2914 (2003).

P06

23 όϯυ d-p ໛‫ʹܕ‬ΑΔ Bi2201 ͷ CDW ༳Β͗ͱ௒఻ಋ
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Λߦ͍ɺ࠷‫ ࡏہ‬Wannier ؔ਺ʹ‫࣮ݱ͍ͯͮج‬తͳ 23 όϯυ d-p ໛‫ܕ‬Λಋग़ͨ͠ɻPb ஔ‫׵‬ͷޮՌʹΑΓ (π, 0) ෇ۙͷ Bi όϯυ্͕ʹγϑτ͠ɺಘΒΕͨϑΣϧϛ໘͸ ARPES ࣮‫ݧ‬Λྑ͘࠶‫͢ݱ‬Δʢਤ aʣɻ͜ͷ໛‫ʹܕ‬ରͯ͠ɺCu ͷ d ‫ي‬ಓ͓Αͼ O ͷ p ‫ي‬ಓͷΦϯαΠτ૬‫ʹ༻࡞ޓ‬Ճ͑ͯαΠτؒ d-p ૬‫༻࡞ޓ‬Λ RPA ͷൣғͰߟྀͨ݁͠Ռɺ൓‫࣓ڧ‬ੑͱετϥΠϓ‫ ܕ‬CDW Λ‫ؚ‬Ή૬ਤ͕ਤ b ͷΑ͏ʹಘΒΕͨɻ‫࣮ݱ‬తͳ૬‫༻࡞ޓ‬ύϥϝʔλʹରͯ͠ɺ൓‫࣓ڧ‬ੑͱετϥΠϓ‫ ܕ‬CDW
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1

P07

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ઢ‫ܗ‬ԽΤϦΞγϡϕϧάํఔࣜͷ‫ݻ‬༗஋ λ ͷόϯυϑΟϦϯάґଘੑΛධՁͨ͠ͱ͜Ζɼਤ 1 ͷΑ͏ʹɼిࢠɾϗʔϧυʔϓ྆ଆʹ͓͚Δ௒఻ಋసҠԹ౓ͷৼΔ෣͍Λఆੑతʹ࠶‫͢ݱ‬ΔΑ͏ͳ݁ՌΛಘͨɽຊൃදͰ͸ɼ͜ͷ͜ͱΛ d ‫ي‬ಓͱ p ‫ي‬ಓͷࠞ੒ʹΑΓੜ͡Δిࢠ-ϗʔϧඇରশੑͷ‫͔఺؍‬Βٞ࿦͢Δɽ
0.8

HgBa2CuO4

0.7

Nd2CuO4

λ

0.6
0.5

ホールドープ

電子ドープ

0.4
0.3
0.2
0.1
4.7

4.8

4.9
5
5.1
バンドフィリング

5.2

5.3

ਤ 1: ઢ‫ܗ‬ԽΤϦΞγϡϕϧάํఔࣜͷ‫ݻ‬༗஋ λ ͷόϯυϑΟϦϯάґଘੑɽࢀߟจ‫ݙ‬[1] A. A. Mostofi, J. R. Yates, Y. -S. Lee, I. Souza, D. Vanderbilt and N. Marzani, Comput.
Phys. Commun. 178 (2008), 685[2] Y. M. Vilk and A. -M. S. Tremblay, J. Phys. I France 7 (1997), 1309.
[3] H. MIyahara, R. Arita, and Hiroaki Ikeda, Phys. Rev. B 87 (2013), 045113.

1

P08

మ‫ܥ‬௒఻ಋମʹ͓͚Δ൓‫ڧ‬త‫ي‬ಓடংͷՄೳੑ໊‫ݹ‬԰େֶ ཧֶ෦ࢁ઒ɹ༸Ұɼࠠ୩ɹߒ 1మ‫ܥ‬௒఻ಋମͰ͸εϐϯࣗ༝౓ͱ‫ي‬ಓࣗ༝౓͕ଘࡏ͠ɺ྆ऀͷ‫ڠ‬૗͕େมଟ࠼ͳঢ়ଶ૬ਤΛ΋ͨΒ͢ɻՃ͑ͯঢ়ଶ૬ਤͷ෺࣭ґଘੑʢ1111 ‫ܥ‬ɺ122 ‫ܥ‬ɺ111 ‫ܥ‬ɺ11 ‫ܥ‬ʣ͕େม‫ݦ‬ஶͰ͋Γɺ௒఻ಋൃ‫ߏػݱ‬ͷଟ༷ੑ͕ࣔࠦ͞ΕΔɻ͜ͷΑ͏ͳਖ਼ৗঢ়ଶͷଟ࠼ͳଟମిࢠঢ়ଶ͸ɺ௒఻ಋൃ‫ߏػݱ‬ͷղ໌ʹઌཱͪཧղ͞ΕΔ΂͖Ͱ͋ΓɺୈҰ‫ݪ‬ཧ໛‫ͮ͘جʹܕ‬ඍࢹతཧ࿦ͷߏங͕଴ͨΕ͍ͯͨɻզʑ͸ Aslamazov-larkin ‫ܕ‬όʔςοΫεิਖ਼Λߟྀͨࣗ͠‫ݾ‬ແ಍ணόʔςοΫεิਖ਼ʢSC-VCʣཧ࿦Λߏங͠ [1]ɺୈҰ‫ݪ‬ཧϋόʔυ໛‫ʹܕ‬ద༻͢Δ͜ͱͰɺLaFeAsO1−x Hx ͷ 2 छྨͷ‫ي‬ಓடংঢ়ଶ [2] ΍ɺFeSe ʹ͓͚Δ࣓ੑடংΛ൐Θͳ͍‫ي‬ಓடং [3] Λઆ໌͖ͯͨ͠ɻ·ͨ‫ي‬ಓடংྟք఺
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[2] S. Onari, Y. Yamakawa, and H. Kontani, Phys. Rev. Lett. 112, 187001 (2014).
[3] Y. Yamakawa, S. Onari, and H. Kontani, unpublished.
[4] H. Kontani and S. Onari, Phys. Rev. Lett. 104, 157001 (2010).
[5] H. Kontani, T. Saito, and S. Onari, Phys. Rev. B 84, 024528 (2011).

1

E-mail: kon@slab.phys.nagoya-u.ac.jp

1

P09

比熱測定から観測した重い電子系超伝導体 UBe13 における準粒子励起と超伝導ギャップ構造
東京大学物性研究所
清水悠晴，橘高俊一郎，榊原俊郎，芳賀芳範，山本悦嗣，
網塚浩，堤康雅，町田一成
UBe13 は 1983 年に初のウラン系重い電子系超伝導体として CeCu2Si2 に次いで発見され[1]，その超伝導および常伝導状態の異常性を理解するため多くの研究がなされてきた。
UBe13 は低温で C/T ~1 J K-2mol-1 の大きな電子比熱係数を示し，Tc ~0.85 K で超伝導転移す
るが，Tc 直上では電気抵抗，電子比熱係数，磁化率などの様々な物理量が非フェルミ液体
的性質を示す。一般的に，強い斥力により通常金属の 100－1000 倍も大きな有効質量を持
つ遍歴 f 電子間では，デバイフォノンによってクーパー対を形成することは難しく，強い斥力を避けるためにノードをもつ超伝導ギャップが実現すると考えられている。UBe13 においても，比熱・NMR スピン格子緩和率などが温度の冪に従うことや，NMR ナイトシフト
が超伝導転移点で変化しないことから，超伝導ギャップにノードを持つ奇パリティ超伝導の可能性が 30 年以上もの間信じられてきた[2]。
本研究では UBe13 の超伝導ギャップ構造の詳細を明らかにするため，角度回転磁場中比熱を測定し，その準粒子励起を約 70 mK の極低温領域まで調べた[3]。驚くべきことに，
極低温における比熱の磁場依存性は弱磁場領域で非常に小さくかつ線形に変化し，その振る舞いに異方性は見られなかった。この結果は超伝導ギャップにノードがある振る舞いに強く反しており，むしろフルギャップ超伝導であることを示唆している。しかし，比熱の温度依存性には，発見当初からポイントノード的な振る舞い C(T) ∝ T 3 が観測されている[2,3]。そこで，比熱の温度依存性をマルチバンドのフルギャップ超伝導モデルによって解析したところ，磁場依存性の結果と矛盾なく説明できることがわかった。UBe13 における近藤温度は数 K と見積もられているが，これは一般的なウラン系重い電子系物質よりもずっと低く，さらに超伝導になる付近の約 1K 付近でもその常伝導状態の性質はフェルミ液体
からはかけ離れている。この物質において，なぜそのような重い電子がフェルミ液体を形成することもなくフルギャップ超伝導を起こすのか，非常に興味深い。本研究で明らかになった UBe13 における準粒子励起の振る舞いは，最近報告された CeCu2Si2 における振る舞
いと類似しており[4]，f 電子系における超伝導発現機構の研究に関して新たな展開をもたらすことが期待される。
[1] H. R. Ott et al., Phys. Rev. Lett. 50, 1595 (1983).
[2] H. R. Ott et al., Phys. Rev. Lett. 52, 1915 (1984).
[3] Y. Shimizu et al., Phys. Rev. Lett. 114, 147002 (2015).
[4] S. Kittaka et al., Phys. Rev. Lett. 112, 067002 (2014).

P10

URu2Si2 ʹ͓͚Δ࣓৔தΧΠϥϧ௒఻ಋঢ়ଶͷղੳ৽ׁେֶେֶӃ ࣗવՊֶ‫ڀݚ‬Պߴদपฏ 1ਆ‫ށ‬େֶେֶӃ ཧֶ‫ڀݚ‬Պ೻ຏঘே౦๺େֶ ۚ‫ࡐݚ‬ྉ‫ॴڀݚ‬, CEA-Grenoble੨໦େ‫౎ژ‬େֶେֶӃ ཧֶ‫ڀݚ‬Պ༄੉ཅҰॏ͍ిࢠ‫ܥ‬Խ߹෺ URu2 Si2 Ͱ͸ɺసҠԹ౓ Th = 17.5K ͰӅΕͨடং૬ͱ‫ݺ‬͹ΕΔಾͷடংঢ়ଶ͕ग़‫͢ݱ‬Δ [1]ɻۙ೥ɺ࣓‫ؾ‬τϧΫଌఆ [2] ౳ʹΑΓɺӅΕͨடংͷਖ਼ମ͕‫ܥ‬ͷ࢛ճରশੑΛഁΔωϚςΟοΫடংͰ͋Δ͜ͱ͕ࢦఠ͞Εɺ஫໨ΛूΊ͍ͯΔɻ͔͠͠ɺͦͷਅِ͸ະͩఆ͔Ͱ͸ͳ
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Ռ [8] ʹ‫͍ͯͮج‬ೋ੒෼ Ginzburg-Landau (GL) ໛‫ܕ‬Λಋग़ͨ͠ɻ͜ͷ໛‫ܕ‬Λ Landau ४Ґల։ͱม෼๏Λ༻͍ͯղੳ͠ɺc ࣓࣠৔தͰͷ࣓৔Թ౓૬ਤͱӔࢳ֨ࢠߏ଄Λܾఆͨ͠ɻͦͷղੳͷ݁Ռɺ௒఻ಋసҠԹ౓෇ۙͰඇΧΠϥϧঢ়ଶ͔ΒΧΠϥϧঢ়ଶ΁ͷΫϩεΦʔόʔ͕ੜ͡Δ͜ͱΛൃ‫ͨ͠ݟ‬ɻ͞Βʹɺ͜ͷΫϩεΦʔόʔ͸Ӕࢳ֨ࢠͷߏ଄૬సҠΛ༠‫͢ى‬Δɻ͜ͷߏ଄૬సҠΛதੑࢠখ֯ࢄཚ࣮‫ݧ‬΍૸ࠪ‫ܕ‬τϯωϧ‫ݦ‬ඍ‫( ڸ‬STM) Λ༻͍࣮ͨ‫ʹݧ‬Αͬͯ‫؍‬ଌͰ͖Ε͹ɺӅΕͨடংͷਖ਼ମ͕ωϚςΟοΫடংͰ͋Δ͜ͱͷॏཁͳূ‫ڌ‬Λࣔ͢͜ͱʹͳΔɻ
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[1] T. T. M. Palstra et al., Phys. Rev. Lett. 55, 2727 (1985).
[2] R. Okazaki et al., Science 331, 439 (2011).
[3] Y. Kasahara et al., Phys. Rev. Lett. 99, 116402 (2007).
[4] K. Yano et al., Phys. Rev. Lett. 100, 017004 (2008).
[5] Y. Kasahara et al., New J. Phys. 11, 055061 (2009).
[6] E. R. Schemm et al., arXiv:1410.1479.
[7] H. Harima, private communication.
[8] D. Aoki et al., J. Phys. Soc. Jpn. 81, 074715 (2012).
1

E-mail: takamatsu@phys.sc.niigata-u.ac.jp

1

P11

Rashba 超伝導体の渦糸格子— 準古典理論による解析 —京大院理弾 雄一郎， 池田 隆介

CePt3 Si[1] などの超伝導物質では、空間反転対称性の破れおよび電子の有効質量の増大により Rashba 効果と Zeeman 効果が共に物性に影響を与える。このため、
特に積層面に沿った外部磁場による非従来的な渦糸格子状態の出現が期待される。また、それらの状態は超伝導ギャップ構造に依存すると考えられるため、Cooper対の対称性決定への手がかりに成り得る。実際、Hiasa
等の研究 [2] では 4 次までの Gintzburg-Landau(GL) 理
論によってそれらの事が示唆された。しかし、そこにおいては GL 汎関数の 4 次項の非局所性が無視された
ため、より正確な解析が望まれる。
そこで、我々は Eilenberger による準古典理論を用いて自由エネルギーをより正確に評価することを通して渦
糸格子構造を解析した。Eilenberger 方程式を解く際には、よく使われる Riccaci transformation や explosion

trick ではなく、Adachi 等の Landau 準位展開による方法 [3] を発展させて用いた。これは温度・磁場の変化に伴う渦糸格子構造の複雑な変容に耐えうる手法である。

s 波 · シングレット成分のみの場合で計算した結果、一次構造転移を繰り返す相図が得られた。さらに、広図: 渦糸格子の温度-磁場相図および各相における渦格子状態

い温度 · 磁場領域において磁場の増大と共に渦格子が積層面内で磁場と垂直な方向に圧縮されることが分かった。また、ある物質パラメタ値の下では構造転移の間に臨界点が見られた。これらはRashba 系特有のメカニズムによるものであると考えられる。

参考文献[1] E. Bauer et al., Phys. Rev. Lett. 92 (2004), 027003[2] N. Hiasa, T. Saiki and R. Ikeda, Phys Rev. B 80 (2009), 014501[3] H. Adachi, P. Miranović, M. Ichioka and K. Machida, JPSJ 75 (2006), 084716

P12

Bi2Sr2CaCu2O8+δ ‫ݻ‬༗δϣηϑιϯ઀߹͔ΒͷίώʔϨϯτͳ࿈ଓςϥϔϧπ೾ൃੜ‫౎ژ‬େֶ ޻ֶ‫ڀݚ‬Պ௰ຊ ֶ ∗ 1 ɼֻ୩ Ұ߂

Bi2 Sr2 CaCu2 O8+δ (Bi-2212) ϝαߏ଄͔ΒͷίώʔϨϯτͳςϥϔϧπ೾ൃੜ [1] ͸ɺి࣓೾‫ݕ‬ग़ͱ͍͏ख๏Ͱ‫ݻ‬༗δϣηϑιϯ઀߹ྻͷҐ૬ಉ‫ߏػظ‬Λௐ΂ΔϢχʔΫͳ‫ݱ‬৅Ͱ͋Δͱಉ࣌ʹɺখ‫ܕ‬࿈ଓςϥϔϧπޫ‫ͯ͠ͱݯ‬ͷԠ༻͕‫ظ‬଴͞ΕΔͨΊ஫໨͞Ε͍ͯΔɻϝαͷ‫ॴہ‬Ճ೤Ԡ౴ଌ
ఆͷ࣮‫[ ݧ‬2] ͱ௒఻ಋ SIS ϛΩαΛ࢖ͬͨઢ෯ଌఆͷ݁Ռ [3] ͸ɺBi-2212 ϝαͷ‫ॴہ‬తͳԹ౓্ঢ
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[2] H. B. Wang et al., Phys. Rev. Lett. 105 (2010), 057002.
[3] M. Li et al., Phys. Rev. B 86 (2012), 060505.
[4] H. Minami et al., Phys. Rev. B 89 (2014), 054503.
[5] S. Lin and X. Hu, Phys. Rev. Lett. 100 (2008), 247006.
[6] M. Tsujimoto et al., Phys. Rev. Applied 2 (2014), 044016.
∗
1೔ຊֶज़ৼ‫ڵ‬ձಛผ‫ڀݚ‬һ SPD
E-mail: tsujimoto@sk.kuee.kyoto-u.ac.jp

P13

BaTi2Pn2O ʹ͓͚Δடংঢ়ଶͷ‫ڀݚ‬໊‫ݹ‬԰େֶ ཧֶ෦தԬ ޺ಙɼࢁ઒ ༸Ұɼࠠ୩ ߒ

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1) Benjamin A. Frandsen et al arXiv:1405.3236v1(2014)2) S. Kitagawa et al Phys. Rev. B 87, 060510 (2013)3) T.Yajima et al J. Phys. Soc. Jpn. 82, 033705 (2013)

P14

Non-symmorphic な系 MoS2 における超伝導新潟大学 大学院自然京都大学 理学研究科

中村 康晴 1
柳瀬 陽一

2005 年にグラフェンの大面積試料が絶縁性基板上に形成 [1] されて以来、グラフェンの持つ興味深い物性が多くの関心を集めてきた。近年では、グラファイトと同様な積層構造を持つカルコゲナイド系層状物質の単一層や数層が積層した試料が作成され、多くの研究が行われている。
2008 年に Ueno らは電気二重層トランジスタを用いたキャリアードープにより完全な絶縁体である SrTiO3 表面上に超伝導が実現することを世界で初めて示した [2]。その後の実験により、SrTiO3 以外の表面でも電場によるキャリアードープにより超伝導が実現している [3]。これらは電場誘起超伝導体と呼ばれ、不純物の少ないクリーンな超伝導が実現していることや、連続的にキャリアー密度を制御することが可能であるなどの性質から実験と理論の双方で多大な注目を集めている。
カルコゲナイド系層状物質である MoS2 も電場誘起超伝導体の一つであり、SrTiO3 表面
より高いキャリアー密度領域まで超伝導が実現している [4]。MoS2 では表面から数層程度が超伝導となっており、上述したような数層が積層した試料と同じ状態が実現していると考えられる。
MoS2 の対称性は D3h であり、単一層ではグローバルに空間反転対称性が破れている。興
味深いことにこの物質はｃ軸方向に Non-symmorphic な構造を持ち、二層系では空間反転対称性の破れがローカルとなる。現在、空間反転対称性のない系を対象とした研究は世界中で多くの研究者の注目を集めている。しかし、これまでに Non-symmorphic な構造を持
つ空間反転対称性のない系を対象とした研究は行われていない。
今回我々は MoS2 に着目し、Non-symmorphic な構造が空間反転対称性のない系の超伝導に与える影響を検証した。MoS2 の二層系に面内磁場を印加した場合および、結晶構造の空間反転対称性の欠如に起因する Zeeman 型の反対称スピン軌道相互作用 (ASOC) を考慮したモデルを用いて計算を行った。BCS ギャップ方程式を解き、自由エネルギーを比較する
ことにより超伝導相の安定性を評価した。その結果、二層系の MoS2 では空間反転対称性の破れの効果が物性に大きな影響をあたえることが判明した。これは Non-symmmorphic
な構造により層間ホッピングが面内波数依存性を持ち、K 点および K’ 点付近の Fermi 面上
では層間ホッピングの大きさが有効的に小さくなることが重要となっている。当日はこれまでの結果に加え、多層系の超伝導体に面内磁場を印加した際に現れる Josephson vortexの影響を考慮した場合についても報告する予定である。

参考文献[1] K. S. Novoselov et al.: Nature. 438, (2005) 197.
[2] K. Ueno et al.: Nat. Matter. 7, (2008) 855.
[3] K. Ueno et al.: J. Phys. Soc. Jpn. 83, (2014) 032001.
[4] J. T. Ye et al.: Science. 338, (2012) 1193.

1 E-mail:yasuharu@scphys.kyoto-u.ac.jp

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P15

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[1] T. Yoshida, M. Sigrist, and Y. Yanase, Phys. Rev. B 86 (2012), 134514.
[2] T. Yoshida, M. Sigrist, and Y. Yanase, J. Phys. Soc. Jpn. 82 (2013), 074714.
[3] Y. Yanase, J. Phys. Soc. Jpn. 83 (2014), 014703.
[4] S. Hayami, H. Kusunose, and Y. Motome, Phys. Rev. B 90 (2014), 024432.
[5] T. Hitomi, and Y. Yanase, J. Phys. Soc. Jpn. 83 (2014), 114704.
[6] H. Yamase, Phys. Rev. B 80 (2009), 115102.

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E-mail: hitomi@scphys.kyoto-u.ac.jp

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P16

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ࢀߟจ‫ݙ‬[1] K. Matsuda, Y. Kohori, and T. Kohara, J. Phys. Soc. Jpn. 64 (1995), 2750.
[2] K. Ishida et al., Physica B 237 (1997), 304.
[3] K. Masuda and D. Yamamoto, Phys. Rev. 87 (2013), 014516.
[4] K. Masuda and D. Yamamoto, Phys. Rev. 91 (2015), 104508.
[5] M. Potthoﬀ, M. Aichhorn, and C. Dahnken, Phys. Rev. Lett. 91 (2003), 206402.
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E-mail:masuda@kh.phys.waseda.ac.jp

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t-J 模型における非局所励起のスペクトル
仙台高等専門学校

松枝 宏明，大瀧貴史，矢作裕太

電子相関の強い系にドープされたキャリアは，周囲のスピン揺らぎの衣をまとって，実効的に非局所励起となる．その励起モードのスペクトル関数は ARPES とはまた異なった有益な情報を持っている．本研究では，一次元及び二次元 t-J 模型に対して種々の非局所励起のスペクトル関数を数値的厳密対角化（16 サイト）で求め，その物理的な意味を考察する [1]．

図 1: 種々の複合励起のスペクトル：(1) 一次元ハーフフィリング，(2) 一次元 2 ホール，(3) 二次
元正方格子 2 ホール（t0 , t00 あり）．(a) は通常の ARPES，(b)-(d) は複合励起のスペクトルであり，右に行くほど非局所的なスピンの衣をまとっている．フェルミ準位は !/t = 0．
図 1(1)(2) は一次元ハーフフィリングおよび 2 ホール状態のスペクトルである．図 1(1) から明
らかなように，この分光法ではスピノン励起・ホロン励起のような性質の異なる集団励起を識別
して分光できる．図 1(2)(a) のドープした系では金属的バンドが現れるが，非局所励起を見てみると，フェルミ準位の下・直上・上で波動関数のキャラクターが変わっていることが分かる．図 1(3)は二次元正方格子における 2 ホール状態のスペクトルである．波数の対角方向は一次元系と非常に類似している．この場合にも，波数 (º, 0) の擬ギャップを境に非局所励起の強度マップは明らかに変化している．このことが銅酸化物で擬ギャップが生じる一因となっていると考えられる．

参考文献[1] T. Otaki, Y. Yahagi, and H. Matsueda, arXiv:1503.08291 (2015).
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パリティのない d+p 超伝導体におけるトポロジカル相
学習院大学 自然科学研究科

吉田 智大 1

京都大学 理学研究科

柳瀬 陽一 2

トポロジカルに非自明な構造を持つトポロジカル超伝導体には、マヨラナ粒子が現れ、量子計算への応用も含め盛んに議論されている [1]。しかしながら、現在までのところ万人が認めるトポ
ロジカル超伝導の実証には至っていない。この理由として、トポロジカル超伝導体の候補物質が極めて少ないことがあげられる。
この現状を打破するため、我々は既存の物質がトポロジカル超伝導体となる可能性について調査した。対象としたのは、強相関電子系で広く実現する d 波超伝導体である。トポロジカル相を定義するためには、バルクのエネルギーがフルギャップとなっていることが望まれるが、一般に d波超伝導体はラインノードを持つ。しかし、パリティの破れた d 波超伝導体においては、p 波超伝導とのパリティ混成及び磁場により、バルクのエネルギーがフルギャップとなることを発見した。ゆえに、トポロジカル数を定義することが可能となり、二次元 d+p 波超伝導状態は広いパラ
メーター領域でトポロジカルに非自明であることを明らかにした。また、三次元 d+p 波超伝導状
態は、トポロジカルな理由により保護されたポイントノードを持つことも分かった。このような超伝導体はワイル超伝導体と呼ばれている。候補となる物質として、基板上の銅酸化物高温超伝導体 [2]（二次元トポロジカル超伝導）、重い電子系超伝導体 CeRhSi3 [3]，CeIrSi3 [4]（三次元ワイル超伝導）を理論的に提案する。

参考文献[1] Yukio Tanaka, Masatoshi Sato, and Naoto Nagaosa, J. Phys. Soc. Jpn. 81, 011013 (2012).
[2] T. Nojima, H. Tada, S. Nakamura, N. Kobayashi, H. Shimotani, and Y. Iwasa, Phys. Rev.
B 84, 020502 (2011).
[3] N. Kimura, K. Ito, K. Saitoh, Y. Umeda, and H. Aoki, Phys. Rev. Lett. 95, 247004 (2005).
[4] I. Sugitani, Y. Okuda, H. Shishido, T. Yamada, A. Thamizhavel, E. Yamamoto, T. D.
Matsuda, Y. Haga, T. Takeuchi, R. Settai, and Y. Onuki, J. Phys. Soc. Jpn. 75, 043703(2006).

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E-mail:20159018@gakushuin.ac.jp
E-mail:yanase@scphys.kyoto-u.ac.jp1