DPC STEM による局所電磁場の直接観察
柴田直哉

を試料上で走査し，各走査点からの透過散乱電子を試料下部.

緒

言の検出器で検出し，その強度をモニター上に表示する電子顕微鏡法である．そのため，その空間分解能は基本的に試料上材料，デバイス内部の電磁場分布を可視化することは，その電子プローブサイズによって決定される．図( a )に一般の機能特性そのものを可視化することに近い．最先端の材的な STEM 法を模式的に示す．STEM 法では，円状あるい料，デバイスはその内部に無数の微細構造，例えば界面，表は円環状の検出器を逆空間に挿入して像を形成するが，その面，点欠陥などを内包しているが，そのような局所構造がど大きさや配置によって性質の異なる像を同時形成することがのように局所場と関連するのかを直接観察することができれ可能である．例えば ADF 法では，高角散乱された電子を選ば，微細構造に伴う材料特性発現メカニズムを直接的且つ直択的に円環状検出器で一括検出することで，構成元素の原子観的に明らかにすることができるかもしれない．微分位相コ番号に敏感な像を形成することができる(4)．一方，BF 法でントラスト法(Differential phase contrast: DPC)は，走査型は，透過電子のみを小さな円状検出器で検出することで，平透過電子顕微鏡法(Scanning Transmission Electron Micro-

行照射の高分解能 TEM と同等な像を形成することができscopy: STEM)の一手法であり，入射電子が材料中の電磁場る(5) ． DPC 法も同様に逆空間上に検出器を挿入して結像すから力を受けて偏向する現象を利用して，電磁場分布を高いるが， DPC 像を形成するためには，検出面を複数のセグメ空間分解能で直接可視化する手法である．この手法は，通常ントに分割した分割型検出器もしくはピクセル型検出器を用の環状暗視野( ADF ) STEM や明視野( BF ) STEM との同時いる必要がある．ここでは，直感的な理解が可能な分割型検取得が可能であるため，局所構造と局所場との相関性をダイ出器を用いた場合を例に，結像メカニズムを説明することにレクトに観察できる可能性を有している． DPC 法の歴史はする．図 1 ( b )に DPC 法の模式図を示す． DPC 法では，試古 く ， 提 案 さ れ て か ら 既 に 40 年 以 上 が 経 過 し て い る料内部に存在する電磁場によってクーロン力もしくはローレが(1)(3)，最近までごく一部の研究者のみに利用される(主にンツ力を受けて偏向した透過電子を結像に用いる．図に示す

中低倍の磁場観察)特殊な手法であった．ところが，近年のように，まず 4 分割された検出セグメント上に明視野ディSTEM 装置の超高分解能化，高機能化及び DPC 法に対応でスクを配置するよう光軸を調整する．更に真空領域もしくはきる検出器開発の急速な進展に伴い， DPC 法は特殊な手法

場が均一とみなせる試料領域で各 4 つのセグメントが同一から ADF 法や BF 法のような一般的な観察手法になりつつ信号量を検出するよう，明視野ディスク位置を微調整する．

ある．筆者らのグループでは，これまで 10 年以上にわたっ

この時，x 及び y 方向に配置された 2 つの対角検出セグメンて DPC 観察に対応できる分割型 STEM 検出器の開発とそトは同一の信号を検出するため，その差分像(これが DPC

れを用いた材料局所場解析を中心に研究を進めてきた．本稿像)にはコントラストが生じない．一方，もし試料上に電磁では， DPC 法の現状と様々な材料観察に応用した例，更に場が存在し電子線が力を受けて僅かに偏向する場合，検出面は今後の展望について議論する．

上では明視野ディスクが中心からシフトすることになり，2つの対角検出セグメントの強度にアンバランスが生じる．つ. DPC STEM 法の結像原理

まり，その差分像には電子線の x 及び y 方向の偏向角に対応するコントラストが発生することになる．このような x, ySTEM 法は，磁界レンズによって細く絞り込んだ電子線方向への偏向角を試料上の各走査点において逐次検出・計算東京大学大学院工学系研究科総合研究機構教授(〒1138656 東京都文京区弥生 21116)
Direct Imaging of Local Electromagnetic Fields by DPC STEM; Naoya Shibata(Institute of Engineering Innovation, The University ofTokyo, Tokyo)
Keywords: DPC STEM, electromagnetic field, interface, domain, charge density
2019年 5 月15日受理[doi:10.2320/materia.58.433]

ま て り あ 第58巻 第 8 号(2019)
Materia Japan



図1

(a) 一般的な STEM 法及び(b) DPC STEM 法の検出系模式図．

し，2 次元の電子線偏向マップを得ることで，試料上に存在する電磁場を可視化することができる(予め用いる電子線の加速電圧がわかっているので，電子線の偏向角と電磁場の強度は試料厚がわかればキャリブレーションできる)．これが

図2分割型検出器の構造(12) ．( a ) 分割型検出器の断面写真．(b) 分割形状の模式図．(c) 本検出器システムの全体構成ダイアグラム．

DPC 法の最もシンプルな説明である．このようなメカニズムで結像するため，通常の STEM に用いられる円環一括検出型の検出器では DPC 像を得ることは難しく，検出面上をくつか紹介する．これらの DPC 観察には，本体として収差複数セグメントに分割した検出器が必須である．今回の説明

補正 STEM を，検出器として筆者らが開発した16分割型検は直感的にシンプルなものを心掛けたが， DPC 像から局所出器を用いている(12)．この分割型検出器の模式図及び実機場を精密に定量観察するためには，明視野ディスクのシフトの写真を図に示す．この検出器は円形検出面を 16 個のセだけではなく，明視野ディスク内部の強度変化も精緻に検出グメントに分割した構造を有しており，その一つ一つをファする必要がある．これは，用いる電子線プローブ径に対してイバーによって光電子増倍管(PMT )と接続したシステムで局所場の空間変化が急峻な場合，明視野ディスク内部の強度ある．各検出セグメントに入射する電子はシンチレータによ変化が顕著になるためである．言い換えれば，先述のシンプり一度光に変換され，ファイバーにより転送された後 PMT

ルな DPC 法の説明は，試料上の電子線プローブに対して電により検出される．PMT 信号は A/D 変換後，PC 上で信号磁場分布が十分に均一な場合にのみ成り立つ説明である．実処理され， DPC 像，電磁場ベクトル像，電磁場強度像など際には，上記 2 つの状況を纏めて，明視野ディスクの強度に逐次演算，表示される．PMT 方式は信号検出・処理を高重心変化を検出することで，どのような場合であっても(但速に行うことが可能なため，スキャンしながら DPC 像をそし試料が位相物体であるという近似が成り立つとすれば)電のままライブ観察することが可能である．この特徴は，光軸磁場を定量評価することができる(6)(10)．明視野ディスクの調整や収差補正，試料探索，その場観察などに極めて有利な強度重心変化を求めることは，電子線プローブが試料上の局特徴である．先述のように，分割型検出器を用いて明視野デ所場によって受けた運動量変化の期待値を求めることに対応ィスクの強度重心を精密に検出することは困難であるが，近する．強度重心検出には 2 次元電子強度分布をより精密に似的に強度重心を求める手法(7)や位相コントラスト伝達関数計測する必要があるため，検出セグメント数が多ければ多いを用いた補正手法(13)により電磁場の定量性を大幅に向上でほどその正確性が増す．つまり， DPC 像の定量性に関してきることが示されており，分割型検出器の様々な利点を活かは分割型検出器よりもピクセル型検出器が原理的に有利であしつつ電磁場定量観察を行うことが可能になりつつある．

る．この辺りの DPC 法の詳細な理論に関しては，既に詳し

まず， 材料中 の電 場観 察に応 用し た例と して， 半導 体

い解説があるので興味のある読者はそちらも参照して頂きたGaAs 中に形成された pn 接合観察結果を紹介する(14)．一般

い(11)．

的に半導体の pn 接合は，単結晶領域に p 型ドーパント(この場合，Zn を濃度 1×1019 cm－3 添加)と n 型ドーパント(こ. DPC STEM による局所電磁場観察の場合，Si を濃度 1×1019 cm－3)が微量ドープされた領域の界面であり，構造的な界面ではなく電気的な界面である．こ

本節では，DPC STEM を用いた局所電磁場観察の例をいのため，局所歪みに敏感な回折コントラストを利用する通常最近の研究

の( S ) TEM 法では観察することが極めて難しい界面であ号強度が低くなり，C では高くなったためにコントラスト反る．一方，図( a )に模式的に示すように，この界面には p転が起こったと解釈することができる．一方， B, D の検出型領域と n 型領域のポテンシャル差に起因した局所電場がセグメントからの像にはほとんどコントラストがない．これ形成されている．よって， DPC 法を用いれば局所電場変化は pn 接合界面と平行方向の電場成分がほとんどないことをとして pn 接合界面を実空間観察できる可能性がある．そこ意味している．更に， A と C 及び B と D の差分を取った 2で図 3(b)のように，pn 接合界面と分割型検出器の角度関係

つの DPC 像を示す．この像は C→ A 及び B→ D 方向成分のを調整して， A ～ D の 4 つの検出セグメント及び ADF 検出電場を可視化したものに対応する．この 2 つの DPC 像から器で同時に pn 接合領域を観察した結果を図に示す．ADF

試料上各点における電場の 2 次元ベクトルを計算し，ベク像では pn 接合界面近傍に明瞭なコントラストは確認できず，トルカラー表示することも可能である( Vector map )．この

pn 接合界面の観察は不可能であることがわかる．一方，分ような像を用いることにより，面内にどのような電場が実空割型検出器では， pn 接合界面に対して垂直方向に位置する間分布しているかを直感的に捉えることが可能になる．こちA, C の検出セグメント像では， p 領域の n 領域の境界部分らに示した全ての像は，適切なソフトウエアを用いれば瞬時に明瞭な線状コントラストが観察されている．更に，A と Cに同時観察が可能である(図)．更に ADF 像と電場ベクト

ではコントラストが逆転していることも大きな特徴である．

ルマップを同時観察すれば，局所構造と局所場との相関性を本結果は， pn 接合界面の電場が界面垂直方向に形成されて可視化することが可能になる．実際に pn 接合観察をライブいることを示しており，界面電場によって電子線が A→C 方表示した動画は参考文献(14) で見ることができるので興味あ向に偏向された結果， A ではバックグラウンドに対して信る方はそちらも参照されたい．
次に，材料中の磁場観察に応用した例を紹介する．材料中に磁場が存在する場合，入射電子線はローレンツ力を受けて偏向する．この偏向方向及び偏向量を DPC 法により画像化すれば，電場の場合と同様に実空間の磁場分布を直接可視化できる．一つ目の例は磁気スキルミオンの観察例である(15) ．磁気スキルミオンは電子スピンの磁気モーメントが作る渦状の磁気構造体であり，条件によって格子状に 2 次元配列し規則構造を形成する．図に示すように， DPC
STEM 法により三角格子状の磁気スキルミオンの配列構造

図3( a ) pn 接合界面のバンド構造の模式図．( b ) pn接合界面試料(GaAs)と検出器の相対方位関係．
分割型検出器上の赤い点線は明視野ディスクのエッジを示す．

図4

図 3 で示した各検出器セグメント(A, B, C, D)から 同 時 に 得 ら れ た pn 接 合 界 面 領 域 の STEM像(14) ． ADF 像，( C A ) DPC 像，( B D ) DPC 像及び DPC 像から再構成した二次元電場ベクトルカラーマップ(注(CA), (BD)の DPC とは別条件での観察結果を用いて再構成)を示す．

ま て り あ 第58巻 第 8 号(2019)
Materia Japan図5

自作の DPC ソフトウエアのキャプチャー画像．
DPC の x, y 方向画像から電場ベクトル及び電場強度を計算し同時表示できる．

を明瞭に観察でき，更に各スキルミオン内部に渦巻く磁場まる(17) ．しかし，実際の材料中には界面や転位などの欠陥構でもが直接観察できている．また，図に方位の異なる磁気造が不可避に存在しているため，材料微細組織によって磁気スキルミオン格子が形成するドメイン境界の DPC STEM 観スキルミオンがどのような影響を受けるかを研究することは察結果を示す(16)．図中の赤，黄丸で示したように，ドメイ実用上極めて重要である．よって，DPC STEM による欠陥ン境界直上のスキルミオンは伸長したり，収縮したり自在に構造/磁場構造の同時観察が有力な手段になると考えられ形状を変えながらドメイン間の方位関係の違い(粒界研究でる．ここではその一例として，構造的な界面である小角粒界馴染みのある∑値で表せばΣ 7 の方位関係)に伴う自由体積上に形成した磁気スキルミオン格子を直接観察した結果を紹変化を緩和しているようすが明らかとなった．このように磁介する(18) ．図は同時観察した( a ) ADF 像及び( b ) DPC 像

気スキルミオンはトポロジーに保護された構造柔軟性，安定をそれぞれ示す．回折図形を用いた方位解析により， ADF性を有しており，また微小電流密度で駆動することができる

像中の黄色の矢印に示すコントラストは FeGe1－xSix ( x ～など，次世代省エネ記録デバイスへの応用が期待されてい0.05)中に形成された小角粒界であることがわかった．本観察では， DPC に重畳する回折コントラストを軽減するため試料を意図的に傾けて(結果として界面が少し傾いた状態で)観察している．本研究では，垂直磁場を 130 mT 程度かけながら 95 K まで冷却してスキルミオンを形成し観察するという実験を繰り返し行ったが，基本的に小角粒界と磁気スキルミオンは共存し，大きな磁気スキルミオンの構造変化を伴わないことがわかった．つまり，小角粒界の磁気スキルミオンに対する影響は基本的には小さいと考えられる．しかし，図8 の場合のように，構造的な小角粒界とドメイン境界が相互作用する様子も観察された．この場合，右と左の磁気スキルミオン格子は約 30 度の方位ずれを起こしており，その方位ずれに起因するドメイン境界が小角粒界直上に重なっている．この場合，あたかも右側の格子を形成する磁気スキルミオンの一部分と左側の格子を形成する磁気スキルミオンの一部分が小角粒界上で接合されたような特異な磁気スキルミオン構造を形成することがわかった，この結果は，磁気スキルミオン格子は結晶の方位とある程度相互作用をしており，小図6

磁 気 ス キ ル ミ オ ン 格 子 の DPC STEM 観 察 結果(15)．像は DPC 像から構築した磁場ベクトルカラーマップ．

角粒界によって結晶方位が急峻に変化する際，磁気スキルミオン構造もそれに伴って急峻に変化したものと考えられる．
しかし，詳細な像コントラスト解析から，この変形した磁気スキルミオンもスキルミオン数(磁気スキルミオンのスピンの向きを表す矢印が球面を覆う回数)は格子内の磁気スキル
ミ オ ンと 同 様 に 1 に 保た れ て いる こ と がわ か った ． つ まり，この急峻に変形した磁気スキルミオンも一つの磁気スキルミオンが大きく変形した構造と解釈できる．本結果も磁気スキルミオンの構造柔軟性を示す結果であると考えられる．

図7



磁気ス キルミ オン ドメ イン境 界の DPC STEM
観察結果(16)．像は DPC 像から構築した磁場ベク
トルカラーマップ．

図8

小角粒界における磁気スキルミオン構造(18)．(a)
ADF 像及び(b ) DPC 像から構築した磁場ベクト
ルカラーマップ．

最近の研究次に，マグネタイト( Fe3O4 )中に形成された双晶界面の計算による理論解析を行った結果，界面における局所的なDPC STEM 観察結果を図に示す(19)．Fe3O4 はフェリ磁性Fe O Fe の 結 合 角 度 が B と A, C で は 大 き く 異 な っ て お体であり，その内部には磁区が形成される．(a)に示すよう

り，この結合角の変化が界面における磁気的相互作用の変化に， Fe3O4 には晶癖面{111}を有する双晶が形成される．こを引き起こしていることが示唆される．の双晶界面は低倍観察ではどれも同じに見えるが，磁気構造

このように， DPC による磁場観察は，磁性構造と局所欠に異なる影響を与えることがわかってきた．( b )に示す BF

陥との相互作用を本質的に理解する上で極めて有利であると像ではすべて同一の双晶界面に見えるが，同時取得した(c)考えられる．しかし，これらの磁場観察はすべて電子顕微鏡の DPC 像では，A と C の双晶界面では磁区が連続した構造の対物レンズをオフにした条件での観察結果であり，その空(強磁性的なカップリング)を有している．一方，B の双晶界間分解能は数 nm 程度に制限されている．これは，磁性構造面では磁区が反平行な構造(反強磁性的なカップリング)になや場合によっては試料そのものが，対物レンズの強磁場によることが明らかとなった．より詳細な原子レベルの界面構造って破壊されてしまう危険性を回避するためである．しか解析の結果， A と C は同一の原子構造を有するが， B は異し，その代償として空間分解能を著しく損なってしまっていなる原子構造を有することが明らかとなった(19)．更に DFTる．この問題は電子顕微鏡で磁性材料を観察する上での長年の難題であった．しかし，筆者らはこの長年の問題を根本的に解決すべく新型対物レンズの設計・開発に取り組み，試料を無磁場条件に保った状態での原子分解能観察を可能にする新たな電子顕微鏡の開発に成功した(20) ．この電子顕微鏡により，他の非磁性材料と同じように電磁鋼板( Fe 3  Si )の原子構造観察が可能であることを実証している．このような新しい電子顕微鏡と DPC 法を高度に融合することができれば，超高分解能での磁気・磁区構造解析が可能になると期待できる．

.

DPC STEM 法の原子分解能化と今後の展望

筆者らが開発した分割型検出器は，原子分解能 STEM 観察に対応できる性能を有している．そこで，この検出器を用いて DPC STEM 法の原子分解能化に関する研究を世界に先駆けて行ってきた(21)．これまでの研究を総括すると， DPC
STEM を原子分解能化すると，原子内部の電場を直接観察ができることがわかった．この原子内部の電場とは，原子核と電子雲との間に存在する微小空間の電場である．以下に原子分解能 DPC STEM による原子電場の観察例を示す．
原子と同等の大きさの電子プローブを用いて原子電場を定量観察する場合(すなわち観察する電場分布が用いるプロー
ブ径と同程度の大きさの場合)，先述のように各プローブ位置における電子強度パターンの重心を高精度に計測しなければならない．このような重心検出には 2 次元電子強度パターンを精緻に検出できるピクセル型検出器が最適である．一方，分割型検出器は一般に分割数が少なく分割セグメントが粗いため，電子強度パターンの重心を精密に計測することは困難である．しかし最近では，分割型検出器を用いて強度重心を定量的に検出する手法(8)(13)が開発され，これらを用いることで分割型検出器でも定量的な重心検出が可能になった．本稿では，分割型検出器を用いた強度重心検出法を用いて，原子電場を定量観察した結果を紹介する(22)．
図9マ グ ネ タ イ ト 双 晶 界 面 の DPC STEM 観 察 結果(19) ．( a ) 双晶界面の BF TEM 像．( b ) BF 及び( c ) DPC 像から構築した磁場ベクトルカラー
マップ．

ま て り あ 第58巻 第 8 号(2019)
Materia Japan

図に SrTiO3 の原子分解能 DPC STEM 像を示す．( a )は ADF 像，(b)は DPC 像から得られた電場ベクトルカラーマップを示しており，( a )( b )は別の検出器を用いているものの同時取得した像である．(a)の像は原子位置を与える参




図 10

図11

GaN を[1120]方向から観察した原子分解能 DPC
STEM 像(24) ． ( a ) ADF 像 ． ( b ) DPC STEM から構築した電場ベクトルカラーマップ．(c)(b) を変換して得られた全電荷密度分布像．

図 12

図 11 の点線に沿ったラインプロファイルと計算結果の比 較(24) ．赤線 が実験値，青 線が計算結
果，緑線がポテンシャルから全電荷密度分布像を直接算出した結果，をそれぞれプロットしている．黒点線は同時取得した ADF 像のプロファイルを示す．

SrTiO3 単結晶を[ 001 ]方向から観察した原子分解能 DPC STEM 像(22) ．( a ) ADF 像．( b ) DPC
像から構築した電場ベクトルカラーマップ．

照像と考えて頂きたい．(b)の像より，原子電場は原子中心から放射状に湧出している．この観察結果は，原子核の正電荷から電場が全方向に放射状に湧出する様子を直接観察していることに対応する．原子中心で像コントラストが極小値を示すのは，原子中心では入射電子の入射方向と原子電場の湧出方向とがちょうど平行/反平行となるため，偏向しなくなることに起因する．原子電場強度の定量評価の結果，この原子電場は原子のイオン性に敏感であることもわかった(21)(22)．原子同士は結合することで電荷移動を起こすと考えられるが，原子電場像にはそのような電荷移動の情報さえも 含 ま れ て い る と 考 え ら れ る ． ま た ， 原 子 分 解 能 DPC
STEM は，単原子内部の原子電場さえも観察可能な感度を有しており(22)，2 次元材料などへの応用も始まっている(23)．
原子内部の電場分布像をマックスウェル方程式に従って電荷密度分布に変換すれば，原理的には原子内部あるいは原子ルから直接電荷密度を算出した結果を合わせて示す．実験プ間の電荷密度分布を実空間で直接観察できる可能性がある

ロファイルは，マルチスライス計算結果及びポテンシャルか(電子は正負電荷両方に敏感であるので，ここではトータルらの直接電荷密度プロファイルと定量的に良い一致を示しての電荷密度が観察されることになる)．この特徴は界面などいる．実験で観察された正電荷周囲の負電荷コントラストの局所構造解析に極めて有力になると期待できる．そこで，は，理論計算によっても再現されている．更に，モデル構造

GaN 単結晶を用いて原子分解能 DPC STEM による電荷密を用いたシミュレーションによって，この負電荷コントラス度分布直接観察を行った結果を図に示す(24)．(a)(b )はそ

トは動力学的回折効果による偽像ではないことが示されていれぞれ，同時取得した ADF 像及び電場ベクトルカラーマッる(24) ．つまり，本実験結果は原子核周囲の電子雲を直接可プを示す．(c)は(b)を電荷密度マップに変換した像を示す．

視化していることに対応すると考えられる．このように原子ADF では Ga 原子が明瞭に観察できているのに対して(N 原

分解能 DPC STEM を用いて原子電場を定量的に求めること子は不明瞭である)，電場ベクトルマップでは Ga に加えてができれば，原子内部の電荷密度分布，すなわち原子の内部N 原子までもが電場として明瞭に観察できている． SrTiO3構造を直接観察することが可能になる．の原子分解能 DPC STEM 像と同様に，原子中心から電場が通常の環状検出器では，どんなに電子プローブ径を小さく放射状に湧出している様子が観察できている．一方，電荷密したとしても，結像原理の制約により原子の存在しか結像で度マップでは，各原子カラム位置に正電荷が集中した像が得きない．しかし，DPC STEM 法はその限界を超え，原子のられている．これは原子核の有する正電荷に対応しており，内部構造や原子間構造の直接観察に新たな道を開く手法にな

Ga の方が N に比べて原子番号が大きい分より高い正電荷密ると考えられる．

度を示している．更に，弱いコントラストではあるが Ga 原子カラム中心の正電荷周囲に負の電荷密度を示すコントラス

.

結言トが観察された．図に図11(c)の点線に沿ったラインプロファイルを示す．比較のために，動力学的回折効果を考慮しDPC 法は既存の STEM に分割型検出器もしくはピクセルたマルチスライス計算の結果(DPC 計算を行い，その結果か型検出器を搭載するだけで利用できる手法であり，従来のら電荷密度分布に変換したもの)と計算に用いたポテンシャ

STEM では観察できなかった局所場の観察を可能にする手


最近の研究

法である．最近では，各メーカーから分割型検出器やピクセル型検出器が市販されるようになり，特殊な手法からスタンダードな手法へと変貌しつつある．もともと STEM 法は原子レベルの構造観察や分析に優れた手法であるが，更に電磁場観察能力が付加されることによって， STEM による局所構造解析の幅が大きく広がるものと期待できる．また，前節で紹介したように， DPC 法を原子分解能化していくと原子の内部構造までをも直接観察できる可能性がある．原子を直接観察することが最大の目標であった電子顕微鏡の次の目標は，原子内部や原子間の電荷分布(＝結合)の実空間直接観察になるのかもしれない．原子分解能 DPC 法はその端緒を開く手法になると期待できる．しかし，その実現には更なる分解能，装置安定性及び検出感度の飛躍的向上が必須であることは言うまでもない．たゆまぬ顕微鏡の追求が同時に材料研究の追求にも繋がると信じる．
本稿で紹介した研究は，東京大学の幾原雄一教授，松元隆夫博士，関岳人助教，石川亮助教，モナッシュ大学のS.D. Findlay 博 士 ， Gabriel S áanchez Santolino 博 士 ( 現株 の河野Chalmers 大)，秋田大学の肖英紀講師，日本電子
株 の佐々木宏和博士，祐二氏，沢田英敬博士，古河電気工業
株 の冨谷茂隆博士らとの共同研究により遂行された成ソニー

果です．本研究は，先端計測分析技術・機器開発プログラム，JPMJSN14A1 の支援を受けて遂行されました．また本研究の一部は，基盤研究(A)17H01316，特別推進研究17H06094などの助成の下遂行されました．また，本研究の一部は，文部科学省のナノテクプラットフォーム事業の支援を受けた東京大学先端ナノ計測ハブ拠点において実施されました．ここに合わせて謝意を表します．

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( 11 ) 関 岳 人 ， S áanchez Santolino Gabriel ， 石 川 亮 ， 幾 原 雄
一，柴田直哉顕微鏡，52(2017), 8
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(22) N. Shibata, T. Seki, G. S áanchez
Santolino, S.D. Findlay, Y.
Kohno, T. Matsumoto, R. Ishikawa and Y. Ikuhara: NatureComm., 8(2017), 15631.
(23) R. Ishikawa, S. D. Findlay, T. Seki, G. S áanchezSantolino, Y.
Kohno, Y. Ikuhara and N. Shibata: Nature Comm., 9(2018),3878.
(24) G. S áanchezSantolino, N. R. Lugg, T. Seki, R. Ishikawa, S. D.
Findlay, Y. Kohno, Y. Kanitani, S. Tanaka, S. Tomiya, Y.
Ikuhara and N. Shibata: ACS Nano, 12(2018), 8875.

献★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★
2003 年 3 月( 1 ) N. H. Dekkers and H. D. de Lang: Optik, 41(1974), 452
456.
( 2 ) H. Rose: Ultramicroscopy, 2(1977), 251267.
( 3 ) J. N. Chapman, I. R. McFadyen and S. McVitie: IEEE Trans.
Mag., 26(1990), 15061511.
( 4 ) S. J. Pennycook and D. E. Jessen: Ultramicroscopy, 37(1991),
1438.
( 5 ) J. M. Cowley: Appl. Phys. Lett., 15(1969), 5859.
( 6 ) E. M. Waddel and J. N. Chapman: Optik, 54(1979), 8396.
( 7 ) K. M äuller, F. F. Krause, A. B áech áe, M. Schowalter, V. Galioit,
S. L äoffler, J. Verbeeck, J. Zweck, P. Schattschneider and A.

ま て り あ 第58巻 第 8 号(2019)
Materia Japan柴田直哉

東京大学大学院工学系研究科博士課程修了
2003年 4 月 日本学術振興会海外特別研究員
2004 年 7 月 東京大学大学院工学系研究科総合研究機構・助手
2011年 6 月 同 准教授
2017年12月現職
専門分野電子顕微鏡材料学◎新規原子分解能電子顕微鏡法の開発と材料界面に関する研究に従事．

★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★

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