会場 A
領域 3, 6A-1

スピネル型酸化物フェリ磁性体 CuCr2 O4 のナノ粒子におけるサイズ効果
九工大工 A , 福岡大理 B

高橋俊介A , 市来直輝 A , 田尻恭之 B , 出口博之 A , 美藤正樹 A , 香野淳 B

スピネル型酸化物 CuCr2 O4 は酸素四面体の A サイトを

磁化の温度依存を示し，バルクとは異なる磁性を示した．講+2

演では磁化過程や直流磁化の温度依存についても報告する．

Cu+3が, 酸素八面体の B サイトを Crが占めるフェリ磁4性体である．低温域では結晶構造が斜方晶であるが，磁気転移温度 TN =135 K で正方晶に変化し，スピン系と結晶格子m' [arb. unit]

系が強く結合している．また B サイトはパイロクロア格子を形成し，かつ Cr+3 間の相互作用は反強磁性であるため，ス
ピン系が幾何学的フラストレーションを有する．このような磁性体をナノスケールサイズにした場合，結晶構造および磁気秩序にバルクとは異なるサイズ効果が期待される．ゆえに

3

nano
bulk

2
1

CuCr2 O4 のナノ粒子を作成して，その磁性を調べた．図 1 は( f=100 Hz, hac=3.8 Oe )バルクと粒径 10.2 nm のナノ粒子の交流磁化 (in-phase) の00

温度依存を示す．バルクは，低温でほぼ一定の磁化を有し，TN で急激に減少する通常のフェリ磁性転移を示している．

50

100
T [K]

150

図1 ナノ粒子とバルクの交流磁化m'の温度依存

しかし，ナノ粒子では，80 K と 130 K に極大を有する交流

3

A-2

層状 2 次元強磁性体 CrI3 の高圧力磁気測定
九工大工 A , Uppsala 大学 B

荒牧武生A , 美藤正樹 A , 出口博之 A , Mahmoud Abdel-HafiezB

2 次元強磁性体はスピントロニクスデバイスへの応用が期待されている。層状絶縁性強磁性体である CrI3 は三ハロゲ

3.5 10ン化クロムの中で磁気秩序温度が最も高く (Tc = 61K)、磁気

3 10

異方性が強い物質である。また、CrI3 は単層は強磁性、二層2.5 10-7

0 GPa
4.29 GPa
6.2 GPa
7.3 GPa
8.5 GPa
9.7 GPa12.7 GPa
13.27 GPa
16.07 GPa
0 GPa(releasing pressure)-7

m' (emu)-7は反強磁性の結合を示し、層間結合が弱いため、二層構造のCrI3 の磁性は、ゲートや圧力などの外部の影響によって変調

-7

2 10

-7

1.5 10-7

することができる。この CrI3 のバルク体では Cr-I-Cr 結合

1 10の角度が磁気特性に大きな影響を与えることが報告されてい

5 10

-8

0

る [1]。本研究では、SQUID 磁束計による高圧力下磁気測定

-8

-5 10

を行い、結合角を圧力によって制御し、高圧力下での CrI3 の

20

30

40

強磁性の消失を明らかにした。今回は 16GPa までの測定結50 60 70
Tempreture (K)80

90 100

図1. 高圧力下におけるCrI3の交流磁化の温度依存性

果を報告する。

[1] A. Ghosh et al., arXiv:2108.00173v1

A-3

高圧力下におけるネオジム磁石 Nd2 Fe14 B のキュリー温度の追跡
九工大工 A

荒瀬太輝A , 美藤正樹 A , 高木精志 A

Nd2 Fe14 B を主相とするネオジム磁石は最も強力な永久磁-4石として知られるが、熱減磁を生じやすく、そのキュリー

1*10 V/Oe

VVCM/HDC [V/Oe]

温度 Tc は常圧で約 600 K である。先行研究によると Tc は
約 18 K/GPa の割合で下がると報告され、34 GPa 付近で強磁性が消磁すると予想される。そこで我々は、磁気測定装置にコイル振動型 SQUID 磁束計を、圧力印加装置にダイヤモンドアンビルセルを用いて、30 GPa 以上の高圧力

31.6 GPa下における Tc の追跡を行った。図 1 に P = 31.6 GPa での直流磁化率の測定結果を示す。31.6 GPa では 32 K 以

HDC = 30 Oe下で強磁性由来の磁気異常が見られた。また、同様の圧力
0及び温度域で、同様の磁気異常が複数回観測されている。

10

20

30

40

T [K]

図1 P = 31.6 GPaにおける直流磁化率

4

50

A-4

Nb/Cu 二層構造におけるスピン流の輸送特性
九州大学 A

溝上航平A , 岩堀拓真 A , 胡少杰 A , 大西紘平 A , 木村崇 A

代表的な量子現象である超伝導とスピン流を組み合わせた
超伝導/強磁性複合ナノ構造では、新奇な量子伝導現象が期待されている。我々の研究グループでは、界面のダメージや熱の影響を低減するためにピラー型のスピン注入端子を有す
る横型スピンバルブを用いて、Cu/Nb 二層膜のスピン流の輸送特性が調べられた。しかしながら、スピン流が Cu/Nb
二層膜内に２次元的に拡散するため、スピン流の検出効率が低下する。そこで本研究では、横型スピンバルブにおけるスピン流チャネルを Cu/Nb 二層膜細線構造にし、スピン流の拡散を１次元的にした素子構造を用いて、Cu/Nb 二層膜の輸送特性を調べることを試みたので、これを報告する。
実験に用いた素子の SEM 像を図１に示す。このような系では、非局所抵抗が強磁性体の磁化配列（平行・反平行）に依存するため、スピンの伝導現象を調べることが可能である。

図１ 素子の SEM 像

A-5

遷移磁性金属細線における横ゼーベック効果の検出
九州大学 A井上建吾A , 溝上航平 A , 胡少杰 A , 山田和正 A , 大西紘平 A , 木村崇 A

近年、新機構である横ゼーベック効果が注目を集めている。従来のゼーベック効果は温度勾配に平行な方向に電場が生じる「縦」の熱電現象だったことに対し、横ゼーベッ
ク効果は温度勾配に直交する方向に電場が生じる「横」の
熱 電 現 象 で あ る 。こ れ に よ っ て 熱 電 素 子 構 造 の 自 由 度 が飛躍的に高まり、熱電素子の省エネルギー化、微細化などに期待される。しかし微細な構造での熱流、横ゼーベック
効果の評価はあまりされていない。そこで我々は、強磁性体ナノワイヤを用いて基板を伝わった熱流による横ゼーベック効果の検出を試みたため、その結果をご報告する。

5

A-6

Mn-Bi-Sn の磁場中における反応
鹿児島大学理学部物理科学科 A , 鹿児島大学大学院理工学研究科 B

中元航太A , 三井好古 B , 長野杜春 B ,末吉由育 B , 小山佳一 B

講演では、5 T 中で熱処理した試料についても報告する。

磁性合金の磁場中熱処理によって強磁性相の創出や相平
衡 を 制 御 す る こ と が で き る 。本 研 究 の 目 的 は 、強 磁 性 相を含む Bi-Mn 系と室温以上での強磁性相を含まない Mn-

Sn 系の混晶系の磁場中熱処理を行い、物質合成過程に対す る 磁 場 効 果 を 解 明 す る こ と で あ る 。Mn-Bi-Sn 試 料 は 、

Mn:Bi:Sn = 4:3:3 の組成比の粉末原料をペレット状に圧粉成型し、573 K で 24 時間 0 T と 5 T 中で熱処理した。

X 線回折装置及び電子線マイクロアナライザを用いて生成した相の同定を行った。Fig.1 の X 線回折パターンより、

Fig, 1 0 T 中 Mn-Bi-Sn のX線回折パターン

0 T では、Bi, Sn, Mn1.75 Sn, MnSn2 の４相が確認された。

A-7

ホイスラー合金 Co2 TiGa1−x Snx の磁気特性：臨界指数の解析
鹿大院理工 A , 東北大金研 B , 東大物性研 C , 東北学院大院工 D

横山喬亮A , 重田出 A , 野村明子 B , 湯葢邦

夫 B , 山内徹 C , 梅津理恵 B , 鹿又武 D , 廣井政彦 A

ホイスラー合金 Co2 TiZ (Z = Si, Ge, Sn) は、第一原理が 得 ら れ た 。得 ら れ た δ の 値 は 、分 子 場 理 論 で 予 測 さ れ

バンド計算からワイル半金属である可能性が指摘されている δ = 3 よりも、スピンゆらぎ理論で予測される δ = 5

るハーフメタル材料である。ワイル半金属の候補物質であるに 近 い 値 を 示 し た 。発 表 当 日 は 、磁 気 エ ン ト ロ ピ ー の 解

ハーフメタル材料においては、系統的な臨界指数についての析等を含めた複数の臨界指数の解析も併せて議論する。

考察はほとんど行われていない。そこで我々は Co2 TiZ (Z ：sp 元素) に注目し、元素置換効果や圧力効果も含めて磁性の研究に取り組んでいる。今回は Co2 TiSn を合成し、キュリー
温度 TC 近傍において磁化特性の解析を行った。
臨界指数 β と γ は、M = |t|β f± (H/|t|β+γ ) (t = (T −TC )/TC ) を 用 い て TC 近 傍 の 磁 化 曲 線 の 解 析 か ら 導 出 した。各温度の (M/|t|β )-(H/|t|β+γ ) プロットを対数スケー
ルで表したものを図 1 に示す。図 1 の解析から TC = 379

K、β = 0.389、γ ′ = 1.56 (T < TC )、γ = 1.56 (T >TC ) が得られた。さらに、Widom の関係式から臨界指数

図1：(M/|t|β)-(H/|t|β+γ)のプロット。

δ を求めると、δ ′ = 5.01 (T < TC )、δ = 5.02 (T > TC )

6

A-8

ホイスラー合金 Mn2 CoSn の高圧力下における磁気特性
鹿大院理工 A , 東大物性研 B , 東北大金研 C , 東北学院大院工 D

辻川聡一朗A , 重田出 A , 郷地順 B , 梅津理

恵 C , 鹿又武 D , 上床美也 B , 廣井政彦 A

ハーフメタル (HM) は，アップスピンの状態密度がフェル

性 が 大 き く な る こ と が 明 ら か に な っ た 。こ れ ら の 結 果 かミエネルギー E F で有限であるのに対し，ダウンスピンの状

ら Mn2 CoSn の状態密度が，T = 7.5 K では HM である

態密度にはギャップが存在していることから，スピン分極率

が ，温 度 上 昇 に よ り ダ ウ ン ス ピ ン バ ン ド の ギ ャ ッ プ に 電

P = 100% を有する機能性材料として期待されている。HM

子状態が徐々に占有され始めていることが考えられる。

2.9強磁性体はダウンスピンバンドのギャップの存在により，自発磁化 M s が圧力依存しないことが報告されている。しかし，2.7
Ms (μB/f.u.)

M s の圧力依存性の報告は基底状態と見なせる極低温のみであり，室温付近の報告はほとんどない。そこで今回は，HM2.5と予想されているホイスラー合金 Mn2 CoSn を作製し，M sの圧力依存性の温度変化について調べた。

2.3

圧 力 を 印 加 し た 状 態 で T = 7.5 K か ら 室 温 ま で 温 度

7.5 K

10 K

50 K

100 K

150 K

200 K

250 K

300 K

2.1

を 変 化 さ せ M (H) を 測 定 し ，各 温 度 に お け る M s の 圧

0.0

0.6
0.9
1.2
p (GPa)
図1 Mn2CoSnの各温度における自発磁化Msの圧力依存性。

力 依 存 性 を 調 べ た 。図 1 は Mn2 CoSn の 各 温 度 に お け る

M s の 圧 力 依 存 性 を 示 し て い る 。M s は ，T = 7.5 K で0.3

圧 力 に 依 存 し な い の に 対 し ，温 度 の 上 昇 に 伴 い 圧 力 依 存

A-9

高圧下における Fe1.3 Mn1.7 Si の磁気特性
鹿児島大学理工学研究科 A , 東京大学物性研究所 B

赤石幸起A , 重田出 A , 廣井政彦 A , 郷地順 B , 上床美也B

ホイスラー化合物 Fe3−x Mnx Si は広い範囲の組成で研究増加に伴って減少しているように考えられる。これらの常圧されており、低温で複雑な磁性を示すことが知られている。

下と高圧下での性質を比較する。

Fe3 Si(x = 0) は強磁性体であるが、x の量を増やすとキュ[1] M.Hiroi et al. J.Phys: Conf. Ser. 969 (2018) 012098

リー温度 (TC ) が下がっていき、x > 0.75 では TC のさらにB (T)の研究で x = 1.7 の近傍では TA よりさらに低温 (TA2 ) で新
たな反強磁性的な磁性をもつ AF2 相が現れることが発見された [1]。本研究では Fe1.3 Mn1.7 Si(x = 1.7) に圧力をかけるこ

4

TA

2

とによって磁気相転移が起こる転移温度や転移磁場がどのように変化するか調べた。その結果、圧力をかけることで TA200が高磁場側へシフトすることが分かった。また、TC も圧力の常圧
0.64GPa
1.2GPaAF

6

低温 (TA ) で反強磁性的な磁性をもつ AF 相が現れる。最近

AF2
20

40

T (K)

60

P
TC
TC
80

図 高圧下におけるFe1.3Mn1.7Siの磁気相図

7

100

A-10

ベータ Mn 型金属磁性体の電子状態と質量増大
琉球大理 A

梯祥郎A

ベータ Mn 型格子を基本とする M ｎとその化合物は比熱の異常やフラストレーション，スキルミオンナノ格子の生成など特異な振る舞いを示すことが知られている．これらの物質の実験的側面は詳細に亘って調べられているが，格子構造が複雑で電子間相互作用の取り扱いが難しいために，格子構造と電子状態に基づくミクロな理論的研究は進んでいない．そこで，今回，ベータ

Mn 型格子（A13 型）上のシングルバンドハバードモデルを考え，これからどのような電子状態と特性が期待されるかを調べた．具体的には，グッツウィラー波動関数理論の改良版である運動量依存局所変分理論 [1] に基づいて電子間相互作用を取り入れ，常磁性状態における電子状態と運動量分布関数，質量増大因子，電荷・スピン揺らぎなどの振る舞いを電子数・クーロン相
互作用パラメーターの関数として数値的に調べた．その結果，ベータ Mn 格子上の電子では，bcc，fcc 格子の場合に比べてバン
ド幅が 10 パーセント以上減少し，かなり強い相関電子系を形成していることが分かった．さらに，電子数を変化させて準粒子重みを調べると，half-filled からずれた電子数 1.1 付近（d 電子数に換算して Mn 付近）で質量増大因子ｍ＊/m 〜 10 程度の大きな電子比熱の増大が生じることを見出した．質量増大はバンド幅の減少とフェルミ面近傍の電子状態数の増大によって引き起こされる．以上の結果はベータ Mn の低温比熱の増大がモット-ハバード型質量増大によって説明できることを示唆している．

[1] Y. Kakehashi et. al., JPSJ 80, 114708 (2011); 86, 034711 (2017); 90, 034708 (2021).

A-11

ZrTe3 の bc 劈開面における角度分解光電子分光
佐賀大理工 A , 佐賀大シンクロ B , 日大理工 C , 東理大理 D

真木一A , 藤本裕二 A , 山本勇 B , 東純平 B , 出

村郷志 C , 坂田英明 D

ZrTe3 では、b 軸に伸びた鎖状構造が、a 軸方向に反転結合
して、ab 面の層状構造を作っている。層間（c 軸）はファン
デルワールス力による弱い結合である。同物質は約 63 K でCDW 状態に転移する。また 2 K 程度以下では超伝導が現れ

b*
(Å-1)

る。CDW の発現機構と、CDW と超伝導の共存機構を明らか

0.5

Yにするには、層間の電子構造の知見が望まれる。図は、ZrTe3Γk (/A)の ab 面で測定した角度分解光電子分光（ARPES）像である。

0.0
0.0

ab 面は試料劈開によって清浄に準備でき、ARPES 測定にはB適している。図から、先行研究同様の、Γ点を中心とした円筒-0.5状フェルミ面と、ブリルアンゾーン端近くの 1 次元的フェルミ面が確認できる。今回我々は、同物質が b 軸に沿って細く-1.0

割けることに注目し、新たに bc 劈開面の ARPES 測定を試み

-0.5

0.0
k (/A)

0.5

kx (~a*) (Å-1)

た。ARPES 測定では、光子エネルギーを変えることで、試料の深さ（a 軸）方向の情報が得られる。b*の位置を定め、次に光子エネルギーを変えたところ、a*方向の変化に対応した、ab面での測定をよく再現する ARPES 像を得ることに成功した。

8

1.0

A-12

bc 劈開面でみた ZrTe3 の電子構造
佐賀大理工 A , 佐賀大シンクロ B , 日大理工 C , 東理大理 D

藤本裕二A , 山本勇 B , 東純平 B , 真木一 A , 出

村郷志 C , 坂田英明 D

ZrTe3 は約 63K で電荷密度波 (CDW) 状態に転移する。回

T=80K
hν=84eV

折実験から得られた CDW ベクトルは q=(1/14a*, 0, 1/3c*)であり、層間である c 軸方向に主要な成分をもつ。しかし、

ZrTe3 の層間はファンデルワールス力による弱い結合である。

D
Intensity (arb. units)

そのため、この結果は、低次元性に由来した従来型の CDW
機構とは相容れないように見える。c 軸方向の電子構造を調べる必要がある。そこで本研究では、bc 劈開面の ARPES
測定から、c 軸方向の電子構造を調べることにした。右図に

ZrTe3 のブリルアンゾーンの模式図を示す。a*方向のブリル
アンゾーン端付近にシート状のフェルミ面があり、この部分がCDW の発現と関係すると考えられる。左の図は、この a*の位置で、CDW 転移温度より高い 80K において測定した EDC

c*
Γ

b*

a*

D
E

スペクトルである。右図の DE（c*方向）に沿って、スペクトルは一様であることが分かる。この結果は、フェルミ面の形がc*方向に平行であることを意味しており、CDW の主な成因がネスティングではないことを示唆する。講演では、転移温度以E下での ARPES 測定の結果なども含めて、詳細を報告したい。

A-13

-0.2
0
0.2
Energy (eV)

超伝導 MoReNx 薄膜における輸送特性の窒素濃度依存性
熊大自然 A , 熊大理 B , 国立天文台 C , 九大理 D松尾 皐平A , 武田 寛喜 A , 山元 一太 A , 成松 真唯 B , 牧瀬

圭正 C , 篠崎 文重 D , 市川 聡夫 B

薄膜や細線化を用いた低次元超伝導デバイスの材料評価の転移した。最もスパッタ時間が短い 5 秒試料は各 N2 ガス流ために、超伝導薄膜の諸特性を定量的に調べている。これまで

量比において抵抗ゼロまで下がり切らなかったり絶縁体的な研究してきた MoRe の結果を受け、N2 ガスを導入して成膜し振る舞いが見られた。また、最も N2 ガス流量比が大きかった MoReNx 薄膜の超伝導-絶縁体 (S-I) 転移の臨界面抵抗 Rc

た 10.54% 試料は全てのスパッタ時間の試料が超伝導転移をや臨界温度 Tc 等の超伝導パラメータを調べている。前回の報示さなかった。対破壊パラメータδの面抵抗依存性を図に示

告から引き続き新たな試料を作製し、今回は窒素濃度に対するす。理論値との比較も含め、詳細については当日報告する。
1

室温の面抵抗 Rsq や抵抗の温度依存性、超伝導ゆらぎの解析から求まる対破壊パラメータδに注目する。ここで、δは非弾

654d (h = 0.1)性散乱時間 τin に対して δ ∝ 1/τin の関係がある。質量比75:25 の MoRe をターゲットに RF スパッタリング装置を用いて試料を作製した。スパッタガスには Ar と N2 を使用し、全ガスに対する N2 ガス流量比を 1.23% ∼ 10.54%、スパッタ

h = ln (T/Tc) = 0.1

32

1.23 %
2.5 %
5.0 %

0.1

時間は 5 秒 ∼ 60 秒に変化させることで薄膜を作製した。温654

度範囲 2 ∼ 300 K、磁場 -7 T ∼ 7 T の範囲において抵抗値を10測定した。抵抗の温度依存性について、N2 ガス流量比 1.23%∼ 7.5% のスパッタ時間 10 秒 ∼ 60 秒の試料は全て超伝導

2

3

4

5 6 7 8100

Rsq (W)

9

2

3

4

5 6 7 8

1000

A-14

3

He-4 He 混合ガスからの高純度 3 He ガス精製装置の開発

九大院工 A , 九大工 B

永石誠之助A , 岩波舜也 A , 植嶋玄 A , 芝洋斗 B , 河江達也 A

極低温状態を実現するため、³ He と 4He の混合液を冷却寒剤として使用する希釈冷凍機が広く用いられている。しかし、³

He は自然界にはほとんど存在せず人工的に作られるため、供給量には限りがあり、現在は入手が非常に困難な状態にある。この状況は量子コンピュータ開発をはじめとした量子工学や量子物理の発展に大きな支障となっている。そこで我々は³ He ガスの安定供給を目指し、古い希釈冷凍機に残された³ He-⁴ He 混合ガスから³ He を分離精製する技術の開発を目指している。
具体的には³ He と⁴ He の蒸気圧の差を利用して、それぞれを分離精製する。³ He と⁴ He は１気圧の蒸気圧下ではそれぞれ約 3.2K、4.2K で液化し、低温になるにしたがいその蒸気圧差は急激に増大する。例えば、2K では約 10 倍の蒸気圧の差が、1K になると 100 倍以上の差になる。そこで T¡1K において混合ガスの精製を実施するため、³ He 冷凍機に分離精製装置を取り付けた実験装置を製作し実験を行った。試料ガスとして実際に希釈冷凍機で用いていた 13.2L の混合ガス（³ He：⁴ He ＝20.5%：79.5%）を用いて精製を行った。その結果、³ He 濃度 75%（ 2L）まで上昇させたものと、 6%( 11L) の低濃度のものに分離することができた。さらに、この低濃度の混合ガスを再び精製することで、³ He 濃度を 0.4%( 8.3L) まで低減して回収することができた。講演では上記実験を行った装置を改良した後のガス精製結果も含め、詳細について報告する予定である。

A-15

ハーフメタルホイスラー合金 Co2 MnSi と超伝導体 NbN のエピタキシャル薄膜の超伝導特性
鹿児島大理 A , 東北大金研 B , 九大理 C

奧柊大A , 重田出 A , 窪田崇秀 B , 篠崎文重 C , 高梨弘毅 B , 廣井政

彦A

近年，ハーフメタルや強磁性形状記憶合金，熱電材料のよ=Tc0 −(Tc0 −Tc ∞ )[1 − exp(−d/d∗ )] で与えられ，単調に減少

うな多くの機能性材料として，ホイスラー合金が注目を集めする。点線は Tc ∞ = 8.56 K，d∗ = 4.22 nm の計算線である。

ている。ホイスラー合金 Co2 MnSi (CMS) は，面直通電型巨

発表当日は，導出した他の物理量の膜厚依存性を考慮して，

大磁気抵抗 (CPP-GMR) 素子において，大きな磁気抵抗比がハーフメタル特性の超伝導特性への影響について議論する。

報告されているハーフメタル材料である。そこで本研究では，

16

NbN と CMS をエピタキシャル成長させた積層膜を成膜し，

14

CMS のハーフメタル特性が超伝導近接効果を介して NbN のTc0=14.26 K
Tc,exp12

Tc (K)

超伝導性へ与える影響や超伝導ゆらぎ効果を調べた。

10

図 1 は零磁場における NbN(15)/CMS(d)/Au(2) の超伝

Tc,cal8

導転 移 温 度 Tc (d) の膜厚 d 依存性を示す。実線は実験値

Tc,cal(d)=Tco－Δ[1-e(-d/d*)]Δ=(Tc0－Tc∞)

Tc,exp のガイドラインである。d の増加に伴い，Tc,exp は
d = 0 の Tc0 (0) = 14.26 K か ら 減 少 し 始 め る が 5 nm

0付近で極小値をとり，その後増加に転じる。超伝導体 S/

0

常 伝 導 体 N 積 層 膜 の Tc は 低 下 す る こ と が 知 ら れ て おり，N 層の膜厚が d の場合，Tc,cal (d) は簡易的に Tc,cal (d)

10

2

4

6
8
10
12
14
d (nm)
図1: 超伝導転移温度Tcの膜厚d依存性

A-16

MnPt-Bi の磁場中熱処理効果
鹿児島大学理学部物理科学科 A , 鹿児島大学大学院理工学研究科 B , 九州工業大学大学院生命体工学研究
科C

竹原功康A , 三井好古 B , 高橋巡季 B , 末吉由育 B , 佐々木巌 C , 小山佳一 B

磁場は強磁性体への反応や合成を促進させる。MnBi はキュリー温度 630 K の強磁性であり、磁場によって、Mn とBi から MnBi への反応が促進することが報告された。一方、
MnPt は L10 構造を有する反強磁性体である。そこで、反強磁性 MnPt と強磁性 MnBi の磁場中反応を明らかにするために、MnPt-Bi の磁場中熱処理を行った。

MnPt-Bi は 、Bi 融 液 中 の MnPt の 分 布 を 均 一 に 保 つた め 、粉 末 状 の MnPt と Bi を 混 合 し 、プ レ ス し た も のを 砕 い た も の を 使 用 し 、5 T お よ び 0 T で の 磁 場 中 熱処 理 を 行 っ た 。熱 処 理 温 度 は Bi の 融 点 以 上 で あ る 573

K と し た 。図 1 に MnPt の 粉 末 X 線 回 折 測 定 結 果 を 示
す 。L10 構 造 を 示 し て い る こ と が 確 認 さ れ た 。講 演 で は

図１ MnPt粉末のX線回折パターン

磁 場 中 熱 処 理 し た MnPt-Bi の 組 織 に つ い て 報 告 す る 。

A-17

Ni2 MnAl の強磁性規則相成長の微視的観察
鹿児島大学 A , 信州大学 B , 東北大学金属材料研究所 C , 東北大学金属材料研究所 D , 鹿児島大学理工学研究
科 E , 鹿児島大学理工学研究科 F浅野志A , 小林領太 B , 梅津理恵 C , 髙橋弘紀 D , 三井好古 E , 小山佳一 F

Ni2MnAl は、規則相である L21 構造では強磁性であり、不規則相である B2 構造では常磁性を示す。規則-不規則変態が 773 K と低いことから規則化には長時間の熱処理が行われてきた。本研究の目的は、磁気力顕微を用い、 Ni2MnAl における B2 相から L21 相への規則化挙動を明らかにすることである。図１に 400 ℃で熱処理した Ni2MnAl の磁気力分布を示す。磁化の凹凸が観察され、その多くは原子間力顕微鏡
画像で観察された凹凸と異なる。すなわち、規則化した L21
相の領域を磁気力によって観察することができた。Ni2MnAlの規則化が、B2 マトリクスからの強磁性 L21 核の生成-成長によって進むことがわかった。講演では、350 ℃で熱処理した試料についても報告する予定である。

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A-18

Mnx Fe1−x ZnSb の結晶構造
鹿児島大学理学部物理科学科 A , 鹿児島大学大学院理工学研究科 B , 東北大学金属材料研究所 C 田中秀知A ,長野杜春 B , 三井好古 B , 梅津理恵 C , 小山佳一 B

MnZnSb は正方晶 Cu2 Sb 型結晶構造を有する擬二次元
強磁性体の 1 つである [1]。我々は CrZnSb-MnZnSb 系では CrZnSb は 強 磁 性 を 示 さ な い こ と を 報 告 し た 。一 方 で

FeZnSb は強磁性であると報告されている [2]。本研究ではMnx Fe1−x ZnSb の合成と結晶評価を行なった。
試料は反応焼結法によって作製した。873 K で 48 時間の熱処理後、徐冷した。結晶構造は粉末 X 線回折測定によって評価した。図１に x=0、0.5、1 の X 線回折パターンを示す。

3 つの組成で正方晶 Cu2 Sb 型結晶構造であることがわかった。講演では Fe 置換と結晶構造の関係について報告する。

[1]S. Mori et al., Jpn. J. Appl. Phys. 32 (1993) Suppl.
32-3, 273

図１ MnxFe１ーxZnSb（x=0、0.5、1）のXRDパターン[2]D. Xiong, J. Solid State Chem. 184 (2011) 1159.

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