電場印可によるフラッシュ焼結と機能賦活の最先端吉田英弘

はこれをフラッシュ焼結と呼んだ(1) ． 3Y TZP において，

.

緒

言

120 V ・ cm－1 の DC 電場を印加した場合，大気中無加圧下850°Cにおいて緻密化が開始し，僅か 5 秒で相対密度95のセラミックスの焼結の分野において，電磁場の効果を利用緻密体が得られたとされている． 3Y TZP の一般的な焼結した新たな低温・短時間焼結プロセスに関して近年，技術条件が1450°
C×2 h 程度であることを考えると，臨界電場・的・学術的に目覚ましい進展を遂げている． 2010 年には，温度条件で発現するフラッシュ焼結下では，およそ 1000 倍比較的低い焼結温度で緻密化が始まり，僅か 10 s 以内に完の緻密化速度で焼結が進行することになる．

了してしまうというフラッシュ焼結が報告された(1)．この焼フラッシュ焼結の特徴として，低温・高速緻密化と共に，結手法は，酸化物セラミックスの粉末成形体に臨界値以上の酸化物試料の電気伝導率の上昇が挙げられる．酸化物の多く強電場を直接印加することで，通常の焼結温度よりも低い臨

は温度の上昇と共に緩やかに電気伝導率が上昇するが，フラ界温度において原子拡散による焼結緻密化を加速させるもの

ッシュ焼結が始まる直前，酸化物試料の電気伝導率が急激にである．筆者らのグループでは，強電磁場下で導入される機上昇し，これと併せて相対密度の急峻な増加が起こる．臨界能コアとそれによる機能賦活という概念に基づき，フラッシ電場・温度条件下で，電気伝導率ないし電流値が急上昇する

ュ焼結およびその関連現象を利用した特異な物質輸送現象，現象は，しばしば ‰ash event と呼ばれており，本稿ではフ微細組織制御，さらにその機能コアの解明に取り組んでいラッシュ現象と呼ぶことにする．このフラッシュ現象の開始る．本稿では，電場印可によるフラッシュ焼結と機能賦活にと同時に，フラッシュ焼結が発生する．セラミックスの焼結関する現況の理解を紹介したい．なおフラッシュ焼結やそれプロセスとして見たときには，フラッシュ現象に伴う低温・に関連する諸現象に関しては，まてりあ誌上でも既に数編の高速緻密化現象に注目が集まりがちであるが，学術的にはフ解説論文(2)(4) が出版されており，是非そちらもご参照いたラッシュ現象の原因を理解することが極めて重要である．実

だきたい．

際，酸化物の粉末成形体に限らず，緻密多結晶体や単結晶材料であってもフラッシュ現象，すなわち臨界電場・臨界温度

.

フラッシュ焼結の特徴

以上で材料の電気伝導率が急激に上昇することが報告されている(5)(6)．つまりフラッシュ現象とは臨界電場・臨界温度にフラッシュ焼結は，代表的なエンジニアリングセラミックスの一つである 3 mol  Y2O3 安定化正方晶 ZrO2 多結晶体

おいて励起される電荷キャリア密度の上昇および原子拡散の加速とみなすことができる．

(3 mol Y2O3stabilized tetragonal ZrO2 polycrystal; 3Y

フラッシュ現象の起源として，急激な電気伝導率の上昇にTZP)で最初に報告された．フラッシュ焼結は，ある臨界値伴うジュール熱の発生に起因した試料温度上昇と，温度上昇以上の電場を酸化物粉末成形体に印加し，これを昇温するに伴う酸化物の電気伝導率の増加との相乗効果，すなわち熱と，電場強度によって決まる臨界温度で急激な緻密化が始ま暴走に起因するというモデル(7)が Todd らにより提唱され，り，60秒以内に緻密化が完了するという現象である，Raj ら広く支持されている．一方，ジュール熱による試料温度の上東京大学大学院工学系研究科マテリアル工学専攻教授(〒1138656 東京都文京区本郷 731)
Frontiers of Flash Sintering and Functional Activation by Electric Field Application; Hidehiro Yoshida(Department of Materials Scienceand Engineering, School of Engineering, The University of Tokyo, Tokyo)
Keywords: ‰ash sintering, ZrO2, Y2O3, high temperature plastic deformation, superplasticity, grain boundary sliding, diŠusion, point defect2022年 6 月14日受理[doi:10.2320/materia.61.651]

ま て り あ 第61巻 第10号(2022)
Materia Japan

昇がフラッシュ現象発現の主要因であることは認めた上で，速度論的解析から，多くのフラッシュ焼結条件で熱暴走が起こりえないこと，すなわちフラッシュ焼結の現象がジュール熱の効果だけでは説明できないという解析結果も存在す
る(8)．後者では，例えば電荷キャリアの生成を伴うような何らかの点欠陥生成反応が電磁場によって励起され，電気伝導率の上昇と同時に原子拡散の促進に繋がっていると考える．
後述するように，筆者は最近の研究成果を踏まえ後者の説を支持している．その幾つかを以下に紹介する．

.

電場印加によるフラッシュ現象による機能賦活

AC フラッシュ焼結による高密度焼結体製造の試み

酸化物セラミックスの低温・高速焼結技術として展開する
上では，フラッシュ焼結には未だに多くの技術的課題が存在する．まず問題となるのは，(例えば相対密度 98 以上の)高密度体の焼結の困難さ，および電極間での微細組織の不均一性である(2)．高密度化の困難さは微細組織の不均一性と密接に関連していると推測される．
そこで著者らのグループで，AC 電場を利用したフラッシュ焼結を実施している．例えば，難焼結性酸化物である
Y2O3 の焼結に AC フラッシュ焼結を適用することで，均一な微細組織を有する高密度体を得ることに成功した(9)．本実
験ではフラッシュ現象を起こすための印加電場として周波数

図10.05Hz ～ 1kHz の正弦波を用い，最大電流密度は 17 mA ・mm－2 とした．10°
C・min－1 の昇温速度で炉内を昇温しなが( a )さまざまな周波数の AC 電場下における Y2O3 の緻密化曲線(9)．(b)放射温度計により計測した焼結実験中の試料温度．(c)周波数 1 kHz の AC 電場下でのフラッシュ焼結により得られた試料の外観写真．

ら AC 電場を印加し，各周波数での緻密化挙動を計測した．
試料電流の最大値までの上昇ならびに急峻な緻密化，すなわ

これは AC 電場の極性が切り替わる時の試料からの熱の散逸

ちフラッシュ焼結が発現したことを確認してから 1 min 保持に加え，高温での Y2O3 の電圧・電流応答に位相シフトが現して，外部電源を遮断し試料を炉冷した．

れることに起因しており，周波数ごとの電圧・電流波形を丹図(a)に，各周波数における，横軸を炉内温度(昇温速度念に調べる必要がある．例えば周波数 1 kHz では，炉内温10°
C ・ min－1 であるため時間に換算可)，縦軸に相対密度を度 1200 °C 近辺まで電圧・電流応答の位相シフトが顕著であ取ったいわゆる焼結緻密化曲線を示す．図中には比較のため，り，電力の投入が効率的に進まない．しかしながら 1300 °C

DC フラッシュ焼結の結果も併せて示している．相対密度が近辺では位相シフトがほぼ解消され，試料への投入電力が高周波数ごとに異なった炉内温度でほぼ垂直に上がっており，くなりフラッシュ焼結の発現に到ったと解釈できる(9)．

フラッシュ焼結が起きていることが分かる．また図 1 ( b )AC フラッシュ焼結では， DC フラッシュ焼結と比較してに，各焼結実験中に放射温度計で計測した試料温度をプロッも相対密度がより上昇しており，例えば DC 電場下で想定さトする．フラッシュ焼結の開始と共に試料温度が急上昇し，れる電気泳動によるイオン拡散の効果が緻密化に寄与していジュール熱により試料温度は炉内温度よりも約300°C増加しるとは考えられない．また，1 kHz のフラッシュ焼結では図ていたことが分かる．試料の相対密度は 1 kHz の電場下で1 ( b )に示す通り試料温度は約 1600 °
C まで上昇しているが，約 99 にまで達し，焼結体も透光性を帯びるほどに高密度

通常焼結で 98以上の相対密度を得るためには1600°
C× 3 h化した(図 1 ( c ))．また AC フラッシュ焼結では電極間の微の焼結が必要であり，ジュール熱による試料温度の上昇だけ細組織の不均一性は殆ど認められなかった．なお 1 kHz フ

では AC フラッシュ焼結による Y2O3 の高密度化を説明できラッシュ焼結体の結晶粒径は約 1.6 mm であり，相対密度ない．こうした結果から，AC フラッシュ焼結においては，

98 の通常焼結体での平均粒径とほぼ同等であった．焼結原子拡散，特に拡散速度の遅い拡散種と考えられる Y3＋ イ体の高密度化・組織の均一化を目指した AC フラッシュ焼結

オンの拡散の促進に寄与する，ジュール熱以外の機序が存在の手法に関しては，さらに高度な電流制御を駆使した技術がすることが示唆される．

国内外で試みられており，今後のさらなる発展が期待できる．
さて図 1( a )に示すフラッシュ焼結挙動，例えばフラッシュ焼結開始温度には，単純な周波数依存性が見いだせない．



電場印加による TZP の高温延性の向上

フラッシュ現象下では，原子拡散による物質輸送現象が促特集進される．実際，フラッシュ現象下では焼結緻密化だけでなは増加し，延性は低減してしまう(12)．図 2(a)に示した応力く高温塑性変形が促進されることを，著者らのグループがフと延性の電流密度依存性を議論する上では，少なくとも試料ラッシュ現象下の 3Y TZP の高温引張り試験によって実証温度と共に粒径の変化を考慮する必要がある．

している(10)．その概要は文献(4) にも解説したので参照されフラッシュ現象下の試料温度が非常に高いことから，同じたい．さらに我々は， 3Y TZP の高温変形挙動に及ぼす，試験片温度において通常の高温引張試験を実施することは極試料に印加する電流密度の依存性について調査を進めた(11)．

めて困難である．そのため，フラッシュ現象による高温引張異なる電流密度での YTZP の応力ひずみ曲線を図(a)り変形に対する試料温度上昇効果の寄与を実験的に抽出する－1ことができない．そこで，高温変形におけるひずみ速度 e· とである(11) ．電流密度 100 mA ・ mm－2 で 50 MPa 程度であっ

変形応力 s，材料の平均粒径 d，ならびに温度 T との関係性

た変形応力は 250 mA ・ mm－2 では 10 MPa 前後にまでに減を経験的に記述する，いわゆる構成方程式(12)に示す．炉の温度は1000°
C，初期ひずみ速度は 1×10－3se· ∝snd－p exp (－Q/RT)

少し，破断伸びは公称ひずみで135に達した．しかし電流密度が 250 mA ・ mm－2 を超えると，変形応力はむしろ増加(ただし n は応力指数， p は粒径指数， Q は変形の活性化エし，それと共に破断伸びは低下した．すなわち，YTZP のネルギー， R は気体定数)に基づき，フラッシュ現象が変形変形応力の低減と延性の向上には最適な電流密度が存在する応力に及ぼす試料温度上昇効果について検討した．図 2( b)ことを示している．なお，電流密度の増加に伴い試料温度もに，フラッシュ現象下 3Y TZP のひずみ速度 1 × 10－3 s－1

上昇し，投入電力から算出した試料温度は 100 mA ・ mm－2における変形応力(公称ひずみ 10 時)と試験片温度の逆数で1250°C，300 mA・mm－2 で1650°Cに達した(11)．またフラとの関係を示す．変形応力は図中の黒のデータが粒径の補正

ッシュ現象下での塑性変形に伴う粒成長も加速しており，をする前の数値であり，白抜きのデータは公称ひずみ 10 

250 mA ・ mm－2 での破断後の平均粒径は 5 mm 程度であっにおける平均粒径の実測値を用い，構成方程式に基づいて粒た． TZP の高温塑性流動においては，基本的に温度が高い径＝0.4 mm での変形応力に変換した値である(11)．また比較ほど変形応力は減少し，破断伸びも上昇することが知られてのため，通常の 3YTZP の既報データ(13)を併せて示した．

いる．加えて，高温塑性流動中に粒成長が起これば変形応力粒径補正した変形応力は，通常の変形応力と比べても明らかに低減しており，また見積もられる変形の活性化エネルギーは約410 kJ・mol－1 であり，通常の変形の活性化エネルギー(550 kJ・mol－1(12))と比べて低下していた．フラッシュ現象
下での TZP は粒界すべりを主体として進行すると考えられており(10) ，また粒界すべりの律速過程は通常の変形と同様に Zr カチオンの拡散であると推測される．フラッシュ現象
下での変形応力の低減は， Zr カチオンの拡散の促進に起因しているとすれば，フラッシュ現象下での粒成長の加速という結果とも矛盾しない．


高温変形に及ぼすフラッシュ現象の非熱的効果

前節で述べたように，フラッシュ現象は TZP の高温変形や粒成長を促進させることは明らかであるが，大きな引張り伸びを生じるような電圧・電流条件下では発生するジュール熱が大きく，また粒成長が非常に加速されるため，速度論的解析において粒径成分を取り除くことが困難であった．そこ
で筆者らのグループは，高温塑性変形を生じるための電流値を比較的抑制でき，且つジュール熱を抑えつることが可能となるフラッシュ現象下での 3Y TZP の通電下高温三点曲げ試験を実施した(14)．
平均粒径 0.36 mm の 3Y TZP 緻密体を，通常の大気中無加圧焼結により 1400 °C で作製し，角柱状(断面 3 × 4 mm2 ，スパン長 16 mm )に研削加工して三点曲げ試験片とした．高温三点曲げ試験は，SiC 製治具を設置した電気炉付属の機械試験機を用いて炉内温度900°C～1300°Cで実施した．試験開図2( a ) DC 電場印加によるフラッシュ現象発現下での 3Y 
TZP の応力ひずみ曲線の電流密度依存性(11)．(b)フラッシュ現象下での変形応力の試料温度依存性．比較のために，通常試験の結果(12)を併せて示す．

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始前に，外部電源から Pt 線を介し，試料端部長手方向にDC 電場を印加してフラッシュ現象を起こし，所定の電流が安定して通電していることを確認して三点曲げ試験を実施した．また試験中試料温度は放射温度計で計測した．例えば炉機構であり(12) ，フラッシュ現象の発現によってそれが促進

内温度 1100 °C ，フラッシュ現象下での試料温度 1230 °C ，変されたと結論づけることができる．変形応力とひずみ速度の位速度 1.7 mm ・ min－1(ひずみ速度 3× 10－3 s－1)の条件下で両対数プロットを図( a )に示す．図中，丸で示したデータ

曲げ試験を行った場合，試験片は亀裂を生じず 100 MPa 以はフラッシュ現象下で試料温度 1140 °C ～ 1380 °C における変下の変形応力で定常的に塑性変形を生じた．一方，同じ試料

形 応 力 と ひ ず み 速 度 の デ ー タ ， 灰 色 の 曲 線 は 1350 °C～温度およびひずみ速度で通電せずに三点曲げ試験を実施した

1450°
Cにおける平均粒径0.3 mm の 3YTZP の高温三点曲げ場合には，変形応力は 500 MPa 超の値を示して殆ど塑性変試験の結果(15) である．フラッシュ現象下，通常の高温三点形を示さず脆性的に破壊した． 1230 °C という温度は，試料曲げ試験のいずれも同様の変形応力ひずみ速度関係を示しの焼結温度( 1400 °C )と比べてかなり低く，本来であれば原ているが，試料温度に大きな差がある．例えば，フラッシュ子拡散による物質輸送も限定的であることから，限られた高現象下で試料温度 1230 °C のデータは，温度 1450 °C における温塑性流動しか起こらないのは妥当な結果である．フラッシ

通常試験でのデータとほぼ一致している．すなわち，フラッュ現象下での塑性流動後の試料の微細組織を観察すると，約シュ現象は TZP の高温変形において，試料温度 200 °C 程度

20 の塑性変形後も等軸粒，すなわち特定の方向に伸長し上昇させるのと同程度の効果を有すると言える．ていない等方的形状の結晶粒から成る微細組織を維持していまた図 3(a)の変形応力ひずみ速度関係から求められる，た．また平均粒径は 0.37 mm ～ 0.39 mm であり，粒成長は限変形の活性化エネルギーを図 3( b)に示す．比較のため，通定的であった．こうした微細組織は，フラッシュ現象下での常の高温三点曲げ試験の結果(15) から見積もられる変形の活塑性流動も粒界すべりを主体として進行していることを示唆性化エネルギーも併せて示す．通常の変形の活性エネルギーしている．これは 3Y TZP の通常の高温変形と同様の変形は 520 kJ ・ mol－1 であり，これは TZP の高温変形において報告される値と同等である．この活性化エネルギーの値は，粒界すべりの律速過程である，応力緩和のための Zr カチオンの拡散の活性化エネルギーを反映した値であると解釈されている(12) ．これに対し，フラッシュ現象下では，その数値に多少のばらつきはあるものの，300 kJ・mol－1 以下の値となった．フラッシュ現象下での高温塑性流動の促進は，この活性化エネルギーの低減に反映されていると捉えることもできる．恐らく，この活性化エネルギーの低下は，粒界すべりの律速過程である Zr カチオンの拡散が促進されたことに関連しており， Zr カチオン空孔の形成エネルギーの低下もし
くは Zr カチオンの拡散素過程におけるエネルギー障壁の減少に起因していると推測される．
このように， YTZP の高温塑性流動はフラッシュ現象によって明らかに促進されており，その促進効果は粒界すべりの律速過程である拡散の加速に起因していると考えるべきである．さらに，フラッシュ現象の及ぼす拡散促進効果においては，ジュール熱による試料温度上昇以外の，いわば非熱的な機序が重要な役割を果たしていると考えられる．
フラッシュ状態下で引き起こされる高温変形の促進現象は，
8 mol  Y2O3 安定化立方晶 ZrO2 多結晶体( 8YSZ )の高温クリープ変形においても報告されている(16) ．ここにおいても，フラッシュ現象が高温変形に及ぼす非熱的効果について言及されている．
2 節に述べたように，フラッシュ焼結のメカニズムとして熱暴走現象が主に考えられてきた．一方，上述の高温変形に関する研究は，フラッシュ現象による原子拡散促進効果に非
図3( a ) DC 電場によるフラッシュ現象発現下での 3Y TZPの高温三点曲げ試験により得られた変形応力とひずみ速度の関係(13)．図中，Tf は炉内温度，Tsは試料温度である．比較のため，通常の高温三点曲げ試験により得られた応力ひずみ速度関係(15)を併せて示す．( b)変形応力の温度依存性から得られる変形の活性化エネルギ
ー．通常の高温三点曲げ試験の既報値(15) から得られた変形の活性化エネルギーを併せて示す．

熱的要因の寄与が決して無視できないことを示していると著者は考えている．


強電磁場下の機能賦活メカニズム

フラッシュ現象が原子拡散の加速をもたらす非熱的要因・機序は未だ解明されていないが，幾つかのヒントとなる知見特集が得られつつある．重要な知見の一つは，フラッシュ焼結が構造の解明と共に，それを利用した材料創製・機能発現へと酸化物試料に対して強還元作用を持つという事実である．

発展できるものと期待している．

フラッシュ焼結後に酸化物が強還元状態になるという実験

なお本稿で紹介させて頂いた研究の一部は，科学研究費助的根拠については，著者らのグループにより得られた結果を成事業・新学術領域研究（ JP19H05792 ）および JST 戦略中心に文献(2)に詳しく述べられている．例えば，フラッシュ的創造研究推進事業（ CREST: JPMJCR1996 ）の支援を受

焼 結 に よ り 緻 密 化 さ れ た ZrO2 多 結 晶 体(2) や Y2O3 多 結 晶

けて実施されたものであり謝意を表する．

体(17) ，また BaTiO3(18) において，フラッシュ焼結緻密化に文伴い高濃度の酸素空孔が特に粒界近傍に導入されることが酸献

素 K edge やチタン L23 edge エネルギー損失吸収端微細構造 ( ELNES ) に よ っ て 示 さ れ て い る ． 最 近 で は ， 8 mol Y2O3 安定化立方晶 ZrO2 において，DC 電場下でのフラッシ

ュ焼結中に岩塩構造の ZrO が生成することが報告されている(19)．さらに，8YSZ 系セラミックスにおいて，AC 強電場を用いたフラッシュ現象を起こすことにより，室温で擬弾性的挙動を示すようになることがナノインデンテーション計測により明らかとなった(20)．これは YSZ で従来報告されているような， 300 °C ～ 700 °C で認められる内部摩擦の増加や弾性定数の低下(21)に対応するような現象が，フラッシュ現象を経て室温で発現するようになったと考えられ，酸素空孔との関連性が議論されている．
こうした結果を総合すると，フラッシュ現象の発現に繋がるような強電磁場の印加により，酸化物セラミックスに(おそらく酸素欠陥が関わるような)点欠陥が高濃度に導入されると考えられ，且つこうした点欠陥がフラッシュ現象下で起こる特異な拡散物質輸送現象や力学応答の発現に繋がる機能コアを形成していると推測される．現況，フラッシュ現象において認められる酸化物の電気伝導率の上昇やカチオン拡散の促進に，高濃度で導入される酸素空孔が関連しているという直接の根拠は今のところ得られていない．しかしながら，点欠陥の導入とカチオン拡散との関係性を解明するための分子動力学計算(22)や第一原理計算の試み(23)など，フラッシュ現象のメカニズムの解明に繋がる理論的研究が始まっており，機能コアの概念に立って本課題に取り組むことが肝要であると著者は考えている．

.

まとめと今後の展望

強電磁場の印加によるフラッシュ焼結ないしフラッシュ現象の発現を利用すると，酸化物セラミックスの焼結緻密化や( 1 ) M. Cologna, B. Rashkova and R. Raj: J. Am. Ceram. Soc., 93(2010), 35563559.
( 2 ) 山本剛久，吉田英弘まてりあ，57(2018), 272380.
( 3 ) 吉田英弘まてりあ，59(2020), 3743.
( 4 ) 吉田英弘，増田紘士，森田孝治，山本剛久まてりあ， 60(2021), 19
24.
( 5 ) Y. Zhang, J.I. Jung and J. Luo: Acta Mater., 94(2015), 87
100.
( 6 ) D. Yadav and R. Raj: Scr. Mater., 134(2017), 123127.
( 7 ) R. I. Todd, E. ZapataSolvas, R.S. Bonilla, T. Sneddon andP.R. Wilshaw: J. Eur. Ceram. Soc., 35(2015), 18651877.
( 8 ) R. Raj: J. Am. Ceram. Soc., 99(2016), 3226
3232.
( 9 ) K. Nambu, K. Morita, K. Soga, T. Yamamoto, H. Masuda andH. Yoshida: J. Eur. Ceram. Soc., 42(2022), 567575.
(10) H. Yoshida and Y. Sasaki: Scr. Mater., 146(2018), 173177.
(11) Y. Sasaki, K. Morita, T. Yamamoto, K. Soga, H. Masuda andH. Yoshida: Scr. Mater., 194(2021), 113659.
(12) K. Hiraga, B.N. Kim, K. Morita, H. Yoshida, T.S. Suzuki andY. Sakka: Sci. Technol. Adv. Mater., 8(2007), 578587.
(13) D.M. Owen and A.H. Chokshi: Acta Mater., 46(1998), 667
679.
(14) H. Motomura, D. Tamao, K. Nambu, H. Masuda and H.
Yoshida: J. Eur. Ceram. Soc., 42(2022), 50455052.
(15) Y. Motohashi, K. Watanabe, M. Ohmori and M. Kubota:
Trans. Japan Soc. Mech. Eng., 56(1990), 18761884.
(16) K. Morita and B.
N. Kim: J. Eur. Ceram. Soc., 42(2022),
23412348.
(17) H. Yoshida, K. Morita, B.N. Kim, Y. Sakka and T. Yamamoto: Acta Mater., 106(2016), 344352.
(18) Y. Nakagawa, H. Yoshida, A. Uehashi, T. Tokunaga, K.
Sasaki and T. Yamamoto: J. Am. Ceram. Soc., 100(2017),
38433850.
(19) H. Charalambous, S.K. Jha, J.S. Okasinski and T. Tsakalakos:
Scr. Mater., 190(2021), 2226.
(20) H. Masuda, K. Morita, T. Tokunaga, T. Yamamoto and H.
Yoshida: Acta Mater., 227(2022), 117704.
(21) Y. Kimura, T. Kushi, A. Unemoto, K. Amezawa and T. Kawada: Ceramics, 1(2018), 287303.
(22) W. Xu, A. Maksymenko, S. Hasan, J.J. Melendez and E.
Olevsky: Acta Mater., 206(2021), 116596.
(23) Y. Dong, L. Qi, J. Li and I.
W. Chen: arXiv preprint (2018).
arXiv:1808.05196.

高温変形が著しく促進される．また，本稿で紹介したよう★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★に，その起源には非熱的な要因が関係していることが明らかになりつつある．さらに，フラッシュ現象発現によって導入されると推測される点欠陥が，この非熱的な要因と深く関係することが示唆される．筆者は現時点では，この構造を強電磁場によって導入される機能コアとみなし得るのではないかと考えている．今後，詳細な微細組織観察やさまざまな分光分析，また理論解析を通して，強電磁場印加による機能コア

ま て り あ 第61巻 第10号(2022)
Materia Japan吉田英弘

1997年 東京大学大学院工学研究科修士課程修了
1999年 東京大学大学院新領域創成科学研究科助手
2004年 物質・材料研究機構研究員
2019年 2 月現職
専門分野セラミック材料学◎構造用酸化物セラミックスにおける焼結，超塑性，相変態などの高温物質輸送について研究．特に電場・電流がこれら輸送現象に及ぼす影響に注目している．

★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★

