会場 A
素粒子論, 理論核物理, 実験核物理領域

A-1

Leptogenesis における粒子の運動量依存性を考慮したボルツマン方
程式の評価
佐賀大学大学院／工学系研究科／物理科学専 A

岡口広樹A

ニュートリノの質量を説明するシーソー機構によりに導入される重いマヨラナニュート リノの崩
壊が宇宙膨張の中で熱平衡から逸脱するとレプトン数が生成される。レプトン数 は高温では、ス
ファレロン過程によりバリオン数に変換される。これは Leptogenesis と呼ばれ標準理論のニュートリノ質量問題の解決とバリオン数生成を同時に行う事が出来る点 で魅力的なシナリオである。
これまで Leptogenesis のシナリオではレプトン数は重いニュートリノ分布関数が平衡 分布に比例するとした仮定を使って計算されてきた。しかし Leptognesis は非平衡過程で起こり、従来の仮定には何の正当性も存在しない。この点に注目し本研究では分布関数を ボルツマン方程式から求め、生成されるレプトン数を計算した。今回は最終的に生成されるレプトン数に従来の仮定をする場合としない場合とでどの程 度の違いが現れるのかを調べていく。

1

A-2

Pion を含む Nuclear EFT における power counting について
佐賀大 SL センター A , 九大理 B , 東北公益文科大 C
裕樹

久保博史A , 原田恒司 B , 山本

C

核子の相互作用をモデルに依存せずに記述する方法に有効場理論によるアプローチがある。この方法において重要な事は、理論に含まれる無限個の演算子、それに伴う結合定数をそれらの重要度に応じて順序付けを行うパワーカウンティングの選び方である。有効場理論のパワーカウンティン
グは、Wilson 流くり込み群の ﬂow の構造を調べる事により、摂動論の適用可能性とは無関係に系
統的に決定する事ができる。この方法により核子のみを力学的自由度として取り扱う”Pionless

NEFT” の場合の解析はすでに行われている。今回の講演では “Pionful NEFT” においてパイ中間子の効果を One-Pion-Exchange(OPE) として取り入れて行った解析結果について説明する。

A-3３核子分解反応における Star-Anomaly の実験的検証
九大院理 A

石橋和久A , 相良建至 A , 黒板翔 A , 矢部達也 A , 田村隆志 A

低エネルギーにおける Space Star という特別Space Star

な運動学的条件において nd, pd 分解反応の微分

off-plane Starp

断面積の不一致がある。Space Star とは、重心p系において N d 分解反応後の 3 核子がビーム軸

p

α

p

に垂直な正三角形をなすという運動学的条件でnある。また、この正三角形とビーム軸のなす角

n

p

d
p

n

度 α を右図のように定義する。Space Star では

α が 90◦ である。九大グループは、pd − Star 断面積の系統的測定を行い、断面積異常のα 依
存性を調べている。既に E=13MeV/A では(

0◦ ≤ α≤180◦ の測定を終え、α=90◦ 付近のみ異)((常 (Space Star anomaly) があることを見つけた。また、E = 9.5MeV/A では 120◦ ≤ α≤180◦
での実験を最近行い、まだデータ解析の途中だが E = 13M eV /A と同様に異常はα=90◦付近に集中しているらしいとわかった。これは、Köln 大学のデータと全く異なる。我々の実験を報告し、Star 異常について議論する。

2

)

)

(

)

A-4

D(p,pp)n 反応における QFS anomaly の検証
九大院理 A

田村隆志A , 相良建至 A , 黒板翔 A , 矢部達也 A , 石橋和久 A

N ｄ分解反応において、入射粒子が標的核中年度まで我々のグループが行ってきた pd 実験の一方の核子とだけ反応を起こし、他方の核子

値、他は他大学による pd、nd 実験値を示す。

は傍観者として静止続ける運動学条件を、準弾性散乱（QFS）条件と呼ぶ。10MeV 付近の 3 核子分解反応断面積には Star 異常の他に、QFS 異常も報告されているが、QFS 異常は未だ確立されていない。昨年度まで我々のグループの研究によって得られた Ep=9.5、13MeV の QFS 条件
での微分断面積測定値は、pd 理論計算値によりおおむね再現されることが分かった。過去に最も大きい QFS 異常が報告されている Ep=19MeV
で、我々は最近、QFS 断面積の確認測定を行った。その実験結果を報告する。図は、QFS 条
件におけるエネルギー依存性を示す。黒丸は昨

A-5

170MeV における 2H(pol-p,n) 分解反応測定を用いた三体力効果の考察
宮崎大学 A , 理化学研究所 B , 九州大学 C , 東京大学 D , 東京大学原子核科学研究センター E , 京都大学 F , 大阪大学核物理研究センター G

齊藤透A , 前田幸重 A , 宮

迫洋行 A , 坂口聡志 B , 陳瑞九 B , 若狭智嗣 C , 矢向謙太郎 D , 上坂友洋 E , 大田晋輔
E, 時枝紘史 E , 川瀬頌一郎 E , 菊地陽介 E , 川畑貴裕 F , 民井淳 G , 坂口治隆 G , 鈴木
智和 G , 嶋達志 G
中間エネルギー領域において、核力の三体力の効果を研究するために、核子ー重陽子散乱実験が多く行われている。最近、E=248MeV における pd 弾性散乱や、D(p,p)pn 分解反応測定において、
微分散乱断面積・Ay 共に、実験値と2π 交換型 3 体力効果を含むFaddeev理論計算との間に不一致が見られている。この不一致の原因としては、理論計算に相対論的効果が含まれていない事などが考えられている。今回我々は大阪大学核物理センターNTOFコースで、入射エネルギー 170MeV
での2 H(~
p, n)pp分解反応測定をθ＝ 0°〜15°の範囲で行った。測定された出射中性子エネルギーは90MeV〜170MeV で、微分散乱断面積の統計誤差 0.2 ％程度であった。今回のエネルギーにおいても実験値と理論値とで最大 60 ％の不一致が確かめられた。本講演では、微分散乱断面積と Ay の結果を報告し、理論計算との比較結果についても議論する。

3

A-6

Pb(~p, ~n) 反応の全偏極移行量測定による 208 Bi のスピン双極子状態の研究
208

九大院理 A , 宮崎大工 B , 東大院理 C , 阪大 RCNP D

岡本緑A , 若狭智嗣 A , 野呂哲夫 A , 堂園昌伯 A , 黒板翔 A , 矢部達也 A , 前田幸重 B , 齋藤透 B , 宮迫洋行 B , 矢向謙太郎 C , 畑中吉冶 D
近年、原子核構造におけるテンソル力の効

面積の角度分布からスピン双極子が分離で果が精力的に研究されており、不安定核の殻構

き る 。講 演 で は 、全 偏 極 移 行 量 の デ ー タ を造の変化などの説明に成功している。テンソル用いてスピン双極子共鳴のスピン依存性を力は、巨大共鳴など量子多体系のダイナミクス

示し、テンソル力の影響について議論する。

にも影響を及ぼすと示唆されている。このようなテンソル力によって敏感に影響を受けるものに、スピン・アイソスピン励起状態である、ス
ピン双極子共鳴のスピン依存性が挙げられるが、現在実験データがない。そのため我々は,テンソル力の影響を見るために、世界ではじめて 208 Pb(~
p, ~n)208 Bi 反応の全偏極移行量測定を行った。
本実験での断面積の結果を右図に示す。0度ではガモフ・テラーが顕著であり、4 度では ス ピ ン 双 極 子 が 顕 著 で あ る こ と よ り、断A-7

九州大学 AMS システムの現状
九大院理 A , 九大理 B
B

桑田薫法A , 池谷康祐 A , 衛藤晴彦 A , 田中惇平 A , 山足麻耶

, 森川恒安 A , 野呂哲夫 A , 前田豊和 A

AMS(Accelerator Mass Spectrometry；加速器質量分析) とは、加速器を利用した超高感度の微量元素分析法である。試料中の放射性同位体である 14 C の濃度を調べることで試料の年代を知ることができ、考古学をはじめとする様々な分野で利用されている。九大 AMS グループはタンデム加速器を用いて、まず 14 C の AMS を実用化し、さらに重い元素での AMS の実現を目指している。
通常の 14 C 年代測定では崩壊曲線を用いることにより試料の年代を決定する。九大 AMS グルー
プでは、1950〜60 年代に行われた大気中核実験によって生じた大気中の 14 C 濃度の急激な変化（Bomb-Eﬀect）を利用することにより、現代試料を１〜２年精度で測定する為に１％の精度での測定を行っている。
この精度１％の測定の為、我々のグループで開発した AMS 専用イオン源をはじめ、ビームトラ
1 高速逐次入射ンスポートに関連した装置やパラメータの検討・改良を行っている。最近では、°法の導入により、ビーム強度の時間変動やビーム切替え時におけるターミナル電圧変動を従来の半2分に抑えた。°LabVIEWを用いたパラメータのモニタリングシステムを開発した。これらの開発を行い、植物標本を測定した結果、福岡近郊の植物の 14 C 濃度の年次変化が世界標準の較正曲線と誤差１％で一致していることを確認することができた。さらに、地球惑星学分野のグループと共同で、古気候解明のためのミズゴケ泥炭層の年代測定を開始した。
本研究では、九大 AMS システムや、現代種子を用いた年代測定を紹介し、今後の課題や展望を
述べる。

4

A-8

重イオン加速器質量分析に向けたマルチアノード・イオンチェンバの開発
九大院理 A

衞藤晴彦A , 牧野広樹 A , 池谷康佑 A , 桑田薫法 A , 田中惇平 A , 山足麻

耶 A , 森川恒安 A , 野呂哲夫 A , 前田豊和 A
九州大学 AMS グループでは、現在測定を行っている 14 C より重い36 Cl 等の核種の AMS を目指し、新たなイオン検出器としてマルチアノード・イオンチェンバの開発を進めている。現在九州大学 AMS で使用している位置感応型 Si 半導体検出器 (PSD) は、入射イオンが重くなるほど (a) 放射線損傷による劣化、(b) 飛程が短いために電荷キャリアが高密度で生成され、再結合が起こり易く分解能が低下してしまうといった問題があり重イオンの検出に適していない。これに対して、イ
オンチェンバのようなガス検出器では入射イオンがガスを電離することで発生する電荷を信号として取り出すため放射線損傷が問題とならず、またガスの種類や圧力を調整して飛程を変えることが出来るので、キャリアの再結合による分解能低下を抑えることが出来る。
ガス検出器での粒子識別には、電極を二分割し、エネルギー損失 ∆E と全エネルギー E を同時測定する方法が AMS ではよく用いられる。本検出器では、アノード電極をイオンビームの進行方向に対して 16 個のセクションに分けることによって、ブラッグ曲線を測定し、より高い精度で入射イオンの核種を同定できるようにした。また、信号読み出しのために、専用の 16ch 電荷感応型増幅器を設計、製作した。
九州大学タンデム加速器を用い、Al フォイルターゲットで散乱させた 12 C イオンを入射し、ブラッグ曲線の測定を行った。また、封入ガス (PR ガスと He) の混合比を変えて飛程を調整する試みも行った。加えて現在はビーム入射位置検出機構の開発も進めている。発表では、以上の開発の詳細と今後の課題について述べる。

A-9

N=40 近傍における関数表現による有効相互作用の開発
福岡大理 A

武田将征A , 江口正人 A , 田崎茂 A

私たちは Zn や Ge などの N=40 近傍の原子核の殻模型計算に使用できる有効相互作用の開発を目指している．Zn や Ge では様々な特徴的な現象が見られるが, その中でも私たちは low-lying 0+

excited states に興味を持っている．近年の計算機の能力の向上や新しい shell model code の開発が進み, この領域の原子核の研究も行われている．昨年には本間氏等が JUN45 という f5 pg9 領域における優れた有効相互作用を開発を行っている．着目する現象によっては模型空間を広げる必要性があると考えられが，JUN45 はこのような場合に用いることができない．
そこで私たちはこのような場合にも適用できるよう, 有効相互作用を関数で表現すればよいと考えた．このような有効相互作用には長谷川, 金子, 水崎氏等による Extended P+QQ 力があるが,私たちはこの相互作用とは別の角度からの分析を考えている．
具体的には fp 領域で用いられた有効相互作用 FPD6 を参考にして, 中心力やテンソル力のパラ
メータを変更して, f5 pg9 領域で使用できる有効相互作用に改良したいと考えている．今回の講演では Zn 同位元素において各パラメータを変更させた場合の結果について JUN45 との比較を行いながら議論する．

5A-10関数表現による有効相互作用を用いた Ge 同位元素の分析
福岡大理 A江口正人A , 武田将征 A , 田崎茂 A

N=40 近傍において，関数で表した有効相互作用を用い，Ge 同位元素の分析を試みる．
『N=40
近傍における関数表現による有効相互作用の開発』では，56 Ni を core とし，その外に陽子数が 2個存在する Zn 同位元素を対象として有効相互作用が考えられた．この発表で対象とする，Ge 同位元素は Zn 同位元素より更に陽子が 2 粒子多い元素であり，有効相互作用を考案したときに Znのエネルギー準位の構造を変化させなかったパラメータがどのように影響を与えるかなどに興味がある．更に，想定された模型空間 p3/2 ，f5/2 ，p1/2 ，g9/2 よりも高い一粒子エネルギー準位，d5/2を含む計算での影響も検討する．

A-11

１核子系カイラル摂動論における不変ではないように見える項(ANTs)
九大理 A , 佐賀大 SL セ B , 東北公益文化大 C
C原田恒司 A , 久保博史 B , 山本裕樹

A

, 吉本一世QCD の低エネルギー有効理論であるカイラル摂動論 (ChPT) を用いて、NG ボソンの散乱の量子補正をオフシェルで計算すると、カイラル対称性に対して、不変ではないように見える項 (ANTs)が現れることが知られている。ANTs は、カイラル不変な全ての相殺項を用いてもくりこむことが出来ないため、カイラル対称性を破っているように見えるものの、入射、散乱粒子の運動量に対して、オンシェルの条件を課すことで、S 行列に対する寄与はゼロになるというを性質を持つ。また、ANTs は非線形な変換をする理論において一般的に存在することが知られているが、フェルミオンと結合する系についての具体的な計算結果は、他の文献には明記されていない。
本研究では、上記の場合を拡張し、1 つの核子と π 中間子の相互作用を記述する 1 核子系カイラ
ル摂動論を用いて、ANTs が存在するかどうかを確かめた。πN 散乱のオフシェルにおける相互作
用の量子補正を、1-loop まで計算し、カイラル不変な相殺項によってくりこむことができない寄与を見つけ、ANTs が存在することを実際に示した。この結果により、フェルミオンと結合する系についても ANTs が存在することが具体的に示された。
例えば、オフシェルで計算される有効作用などは、ANTs を含まなければならない。同じように
非線形表現を用いる理論においても、ANTs の存在は否定できない。したがって、この研究は、非線形表現におけるオフシェルの物理の研究に寄与することが期待される。

6

A-12

Holographic penta and hepta quark state in conﬁning gauge theories
九州大学理学府 A , 福岡工業大学情報工学部 B , 近畿大学産業工学部 C , 鹿児島大学理学部 D

郷六一生 B , 中村昭洋 D , 田港朝貴A , 豊田文彦 C

現在までのところ、テトラクォークやペンタクォークといった 4 個以上のクォーク・反クォークから作られるとされるエキゾチックハドロンは、理論的にも実験的にも十分な議論や検証がなされておらず、それらの性質は多くの謎を残している。特に、クォーク 4 個、反クォーク 1 個から作られるペンタクォークは 2003 年に Spring-8 における実験でその存在が報告されて以来多くの追試が行われてきたものの、その存在の決定的な証拠は得られていないというのが現状である。
そこで我々は、ゲージ/重力対応の手法を用いてエキゾチックバリオンの有効な模型の構築を目指した。従来提唱されている D5 ブレーンを用いたバリオン模型を拡張した結果、クォークと同時に反クォークの自由度も模型に含めることが可能となり、エキゾチックバリオンとして扱える模型が得られた。しかしこの模型では、ペンタクォークに対応する 1 個の反クォークを含むバリオン解
のみが、余剰次元依存性からの寄与により、構築不可能であることが示された。さらに、クォーク

5 個、反クォーク 2 個からなるへプタクォークに関してもこの模型を用いて議論する。また、これらのエキゾチックハドロン模型の示す質量比は従来のクォーク模型の結果を満足する事がわかった。
本発表では、以上のような内容の詳細について報告する。

Ecm=1.5MeV での 4He+12C → 16O+γ天体核反応測定 〜BG 除去〜

A-13

九州大学理学府物理学専攻粒子物理学講座 AA

AA

山口祐幸A , 相良建至 A , 寺西高 A ,藤田訓裕 , 谷口雅彦 , 岩淵利恵 , 大場希美 , 松田沙矢香 A
九州大学粒子物理学研究室では、Ecm ＝ 2.4―
4

12

time

16

A

chopper 等 を 使 用 し て い る 。9 月

0.7M eV での He（ C 、 O）γの反応断面積の 実 験 で は Ecm ＝ 1.5M eVを測定している。この反応によって天体の12 C と積 測 定 に 世 界 で 初 め て 成 功 し た 。今 回 は

16

バック グ ラ ン ド 除 去 に つ い て 報 告 す る 。

O の存在比が決定され、その比が天体でのその後の元素合成に影響を及ぼし、星の進化も左右する。この測定は約４０年間世界的に行われてきたが未だに成功していない。
天体ではこの反応は Ecm ＝ 0.3M eV で起きているが、クーロン障壁により反応断面積はσ〜10−17 barn と非常に小さく、実際に測定することは不可能である。そこで我々はこの全断面積を Ecm ＝ 0.7M eV まで測定し、Ecm＝ 0.3M eV での全断面積を外挿して求める。
我々は バック グ ラ ウ ン ド 除 去 の た め 、ビームのパルス化や反跳粒子分析器、Long-

7

での全断面

A-14

天体核実験用の窓無なしガス標的とガス循環系の開発
九州大学大学院
A

A

理学府

物理学専攻

粒子 A

A

A

松田沙矢香A , 相良健至 A , 寺西

高 , 藤田訓裕 , 谷口雅彦 , 岩淵利恵 , 大場希美 A , 山口祐幸 A
九州大学原子核実験室では、天体における
4

He +12 C →16 O ＋γ 反応の断面積測定している。この反応は恒星の He 燃焼期の反応で、その後の天体の進化を左右する重要なものである。

膜なし気体標的

He

Beam

He

しかし、反応断面積が非常に小さいため測定は大変難しく、いまだ反応断面積は確定されていない。我々は、12 C をビームに 4 He を標的にして、生成16 O を検出する。真空中に気体標的を置くための膜は、低エネルギー大強度ビームでMonitor
Si-SSD

すぐに破れてしまうため、吹込み型窓なし気体標的を開発し、世界最高厚さの 24Torr × 4.5cmのターゲットを作ることに成功した。この標

ガ

循環

ム

3

的には 1 日約 15m もの He 流量が必要で、今後 1 週間〜1 ヶ月の徹夜実験を繰返すため、目下、He 消費量を 1/20 にするガス循環システムを開発中である。気体標的の性能と圧力分布、および開発中のガス循環システムについて紹介する。

A-15

タンデム加速器の加速減速強集束運転法
九州大学大学院理学府 理学専攻 粒子物理学 A

Maria Theodora RosaryA , 相良

建至 A , 寺西 高 A , 藤田 訓裕 A , 谷口 雅彦 A , 大場 希美 A , 松田 沙矢香 A , 山口祐幸 A
九州大学タンデム加速器を加速減速強集束

ムを強くします。九州大学タンデム加速器で運転をして、強いビームを加速しす。このベーは 2002 年に加速減速法が考案されましたが、ムは低エネルギーの強い 12 C ビームが必要なので 12 C +4 He →16 O + γ 天体核反応の実

C+4 He →16 O+γ 実験が進んで、いよいよ実用する段階になりました。そこで加速減速集束験を行います。九州大学タンデム加速器は 6〜

計算を見直して、最適条件を探しています。その10MV の電圧でビームを加速するように設計し計算内容と、これからの実験計画を報告します。

12てあります。天体核反応の実験では 1〜1.5MV
で加速しますが、集束ビームが弱くなります。
それで、ビーム輸送効率が 5 ％くらいになります。そこで、私たちはタンデム加速器をモ
ディファイして、九州大学独自の加速減速強集束運転をします。通常の運転では加速電圧を一様に上げて行きますが、加速減速法では加速電圧の上昇 (加速) と下降 (減速) を繰り返します。そして、強集束の原理で集束ビー

8

A-16

Determination of the reaction rate for 13 C(α,n)16 O by means of
CDCC analysis of s
九大院理 A

福井徳朗A , 緒方一介 A , 八尋正信 A

Fe よりも重い元素の半分ほどは、恒星内部での元素合成過程の一つである s process で生成されると考えられている。
13
C(α,n) 反応は、漸近巨星分岐星 (Asymptotic Giant Branch star; AGB) という、低温度で質量の小さい恒星内での s process に必要な中性子を供給すると考えられている。
13

C(α,n) が核力作用半径よりも遠方で起こる表面的な (peripheral) 反応であれば、必要な波動関数は 13 C と 17 O の重なり関数の漸近形だけでよい。核力作用半径よりも遠方の漸近領域では、波動関数はある係数 (ANC) と Whittaker 関数の積で書けることが知られている。そして、この係数

ANC は反応固有の値ではないため、別の 17 O を用いた反応、13 C(6 Li,d)17 O から求められる。したがって 13 C(α,n) の反応率は、13 C(6 Li,d) 反応を測定および解析することにより、間接的に決定することができる。このような手法を ANC 法と呼ぶ。

ANC 法を用いた 13 C(α,n) の反応率決定の研究は、Florida State University の G. V. Rogachev,
E. D. Johnson らの実験グループによって行われているが、その解析では 13 C(6 Li,d) の入射粒子
6
Li が α と d に分解する効果が取り入れられていない。そこで本研究では、13 C(6 Li,d) を離散化
チャネル結合法 (CDCC) によって解析するこにより、6 Li の分解の自由度まで考慮して、13 C(α,n)の反応率を正確に決定する。

A-17

変形中性子過剰核 31 Ne における弱束縛中性子軌道
九大院理 A , 北大創成 B

蓑茂工将A , 木村真明 B , 緒方一介 A , 清水良文 A , 八尋正

信A
近年の実験技術の大きな進歩により, 不安定核の物理の解明は着実に進展し, その研究対象は比較的軽い中重核のドリップラインにまで迫っている. その代表例が 31 Ne や 33 Mg などの中性子過剰核であり, このような中性子ドリップライン近傍の N = 20 周辺領域は “Island of Inversion”と呼ばれ, 現在注目を集めている. 不安定核の中には, ハロー構造などの特異な構造を有する核がある
ことは良く知られている. “Island of Inversion”核の中には, ハローなどの性質ばかりでなく, 非常に大きく変形し, 安定核とは異なる殻構造を持つと予測されている核もある. 理化学研究所において, それらを入射粒子とした 1 中性子分離断面積などが測定され始めているものの, そのスピン・パリティなどの性質はいまだ決定されていない.
ハロー核の候補として, 特に注目されているのが 31 Ne や 33 Mg である. 我々は, Glauber 模型を用いた 1 中性子分離反応の解析により, 31 Ne の 1 中性子軌道の情報として得られるのは分光学的因子ではなく漸近係数 (ANC) であることを明らかにした. さらに, 分解反応に対する標準理論である離散化連続チャネル結合法を用い, 12 C や 208 Pb を標的とした 31 Ne の 1 中性子分離反応実験 [1]の解析を行うことによって, ANC を正確に決定する.

Reference[1] T. Nakamura et al., Phys. Rev. Lett. 103, 262501 (2009).

9

A-19

有限バリオン、有限アイソスピン化学ポテンシャルにおける QCD 相
図九大院理 A , 佐賀大理工 B

佐々木崇宏A , 境祐二 A , 河野宏明 B , 八尋正信 A

量子色力学 (QCD) 相図とは、有限温度 (T )・有限化学ポテンシャル (µ) におけるクォークとグ
ルーオンの状態変化を表した図である。現在のクォークは閉じ込め状態にあり陽子や中性子などのハドロンを形成しているが、宇宙初期の高温状態では閉じ込めから解放されたプラズマ状態であった。従って、宇宙進化の過程ではプラズマ相から閉じ込め相への相転移が起こり、ハドロンが生成されたと考えられる。この QCD 相転移を理解するためには、QCD 相図の情報が必要不可欠である。QCD の第一原理計算である格子 QCD シミュレーションは有限クォーク化学ポテンシャ
ル (µq ) 領域で実行困難であるため、QCD の解析には有効模型が用いられる。有効模型は多くの不定性を伴うが、我々は格子計算が可能な領域で第一原理計算との定量的比較を行い、模型の信頼性を確認し、有限 µq 領域の QCD 相図を定量的に予言したいと考えている。
今回我々は、アイソスピン化学ポテンシャル (µI ) に着目した。µI は u,d クォーク間のアイソス
ピン非対称度に対応しており、µq = 0 の µI -T 平面では格子計算が実行可能である。また、重イオ
ン散乱実験や中性星内部では一般に µI 6= 0 であるため、µI -µq -T に対する QCD 相図が必要である。本公演では、有効模型として Polyakov-loop extended Nambu-Jona-Lasinio 模型 (PNJL 模型)を用いた結果を報告する。まず、µq = 0 の µI -T 平面における格子計算との比較により、我々の模型が第一原理計算と一致することを示す。さらに、µI -µq -T の 3 次元空間における相構造を見ることで、高次相互作用が及ぼす定性的な変化について議論する。

A-20

Polyakov loop extended Nambu-Jona-Lasinio model(PNJL model)を用いた 2+1 フレーバー QCD 相構造の研究
九大院理 A , 佐賀大理工 B

小田輝A , 境祐二 A , 河野宏明 B , 八尋正信 A

量子色力学（QCD）は、クォークとグル―オンの間の強い相互作用を記述する基礎理論である。
近年では、有限温度・有限密度系において、QCD が複雑な相構造をもつことが分かってきており、QCD 相構造の解明は、重要な研究テーマの一つとして注目を集めている。また、J-PARC、RHIC、

LHC などの大型の加速器によって、これらの相構造の実験的研究も可能になってきている。
計算機の発達により、QCD の第一原理計算である格子 QCD 計算が可能となり、多くの結果が得られている。零密度領域の結果からは低温領域おいてはハドロン、高温領域においてはクォークの寄与がそれぞれ支配的であるということがわかっており、有限温度・有限密度領域においてもクォーク相とハドロン相の 2 つに分離できることが示唆されている。しかし、符号問題により、格子 QCD 計算では有限密度領域の計算を行うことができない。そのため、様々な有効模型による計算が行われてきた。特に、Polyakov loop extended Nambu-Jona-Lasinio 模型 (PNJL 模型) は格子

QCD 計算の結果をよく再現する有効模型の１つとして、注目されている。
本研究では、ストレンジクォークを含めた２＋１フレーバーの PNJL 模型を用いて熱力学量の計算を行い、零密度領域における格子 QCD 計算との比較を行った。また、有限密度領域においては、PNJL 模型とハドロンを記述する Walecka 模型による二層模型を用いて、クォーク相とハドロン相の解析を行った。

10

会場 B
領域 2, 13, 宇宙線・宇宙物理領域

B-2

基板入射熱流束測定用サーマルプローブの作製
長崎大学大学院生産科学研究科 A , 長崎大学工学 BA典 , 松田良信

北川博章A , 嶺健二 A , 篠原正B

スズ添加酸化インジウム (ITO) に代わる透明導電膜材料として、金属添加酸化亜鉛（ZnO）が最近注目されている。我々は高品質な Al 添加 ZnO(AZO) 薄膜を成膜するためのプロセス技術の確立を目指し、誘導結合プラズマ (ICP) でプレーナマグネトロンを支援することを試みている。これまでに本方法により、透過率 80% 以上、抵抗率 10−3 Ω · cm 程度の薄膜が得られている。本プロセスにおけるプラズマ・表面相互作用を明らかにする上で、基板入射熱流束の把握は重要である。そこで、今回温度平衡型サーマルプローブ (TP) を作製し、動作確認試験を行った。TP 本体は銅板(厚さ：0.1 mm)、セラミック棒 (半径 6 mm、長さ：10 mm)、アルミ棒 (半径：6 mm、長さ：300mm) で構成し、銅板とセラミック棒の接合部分から軸方向に 4 mm、セラミック棒とアルミ棒の接合部分から軸方向に 10mm の位置の温度差を熱電対で測定する構造である。また、セラミック
棒とアルミ棒の側面はプラズマによる影響を防ぐために、テフロン、アルミナ、ステンレスで覆われている。銅板は真空容器中でプラズマに晒され、アルミ棒のもう一方の端部は真空容器外にあり水冷している。熱流束密度 J [W m−2 ] は J = −k∆T /∆x の式で評価した。ここで、∆T /∆x はセ
ラミック棒における定常状態での温度勾配であり、k=1.6 W K−1 m−2 はセラミックの熱伝導率である。まず、1 次元の熱拡散方程式を用いてプローブの温度分布の時間発展を調べたところ、100s 程度の時定数で熱平衡に達することを確認した。講演では、シミュレーション結果と実験結果との比較を行い、基板入射熱流束を定量的に評価した結果を報告する。

11

B-3

基礎教育をシルバーに任せてよいか
元長崎大学環境科学部 A

後藤信行A

特色ある大学や学部が求められる時代に、基礎分野に人員を割く余裕などないのか、ここ十数年の間に物理学や数学の大学教員数が激減している。その結果、入試の出題員の不足などの支障をきたしているが、特に深刻なのは入学後の基礎教育であろう。学生の物理学や数学の学力は目に余るものがある。その対策として、大学は定年退職者の活用を考えているようだが、当分はそれでやっていけても、理学部などの基礎学部のない大学では、やがて基礎教育関係の定年退職者もいなくなる。その後は専門教育にしか関わったことのない定年退職者が基礎教育を行うことになろう。それ
ぞれの分野の専門家であれば物理や数学の基礎的な知識はあるのだから、餅屋でなくても餅ぐらい
誰でもつくれるだろうか。 理科離れ、物理離れの対策として科学の祭典などのイベントが各地で行われている。長崎大学でも、下村氏のノーベル賞受賞を機に今年から小中高生を対象にした未来の科学者養成講座を開催している。しかし、それに参加している生徒たちが大学に入ったとき、充実した大学教育が受けれなければ無意味となろう。 大学教育が単にノウハウやハウツーだけを教えるだけなら、大学に基礎教育は必要ないだろう。しかし、そこから独創性が生まれるだろうか。
基礎教育は文字通り、あらゆる分野の基礎となる重要な教育である。非正規雇用の非常勤に任せるのではなく、そのための正社員を雇うべきではないだろうか。

B-4

マクスウェル型重力場方程式について
熊本県 A

那須俊一郎A

１, アインシュタインの重力場方程式を弱い場で近似すると、マクスウェル方程式と同型の重力場方
程式を得ることができる。ｄｉｖＥｇ＝−ρｍ/εｇ, ｄｉｖＢｇ＝０, ｒｏｔＢｇ＝−μｇｊｍ＋
１/C2・δＥｇ/δｔ, ｒｏｔＥｇ＝−δＢｇ/δｔ, ここで、Ｅｇは重力場, Ｂｇは重力磁場, ρｍは質量密度, ｊｍは運動量密度, εｇ＝１/４π G, μｇ＝４π G/C2, C2 ＝１/εｇμｇ,G は重力定数,C は光速度定数, また、重力スカラーポテンシャルをφｇ、重力ベクトルポテンシャルをＡｇと置くと、Ｅｇ＝− grad φｇ−δＡｇ/δｔ,

Ｂｇ＝ｒｏｔＡｇが成り立つ。２, この方程式

は、欧米の物理学者によって、１９９０年代以降、ＧＥＭ方程式（GravitoElectroMagnetism）と呼ばれ、重力研究の最新のアイテムとなっている。ここでは、２つのグループの研究を紹介する。

(1)M.Tajmar and C.J.de Matos のグループの研究,(2)Raymond Y.Chiao のグループの研究.

３, 竹本義夫教授は、電磁場は電磁ポテンシャルの微分から導かれるという理論（四元ベクトル積）
を、重力場の導出にも使うことを提唱している。

(1) 重力ポテンシャルの微分＝Ｅ gt（重力場の時間成分）, Ｅｇ−ｉｃＢｇ（重力場の空間成分）. (2) 重力場の微分から、Ｅ gt（重力場の時間成分）を付加したマクスウェル型重力場方程式が導かれる。

(3) この方程式の空間成分を、一般
相対性理論以前に最初に導いたのはヘビサイドである。（それを再発見したのはフランスのカース
チュー）それで、マクスウェル型重力場方程式（空間成分）のことをヘビサイドの重力場方程式と呼ぶことを提唱したい。

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B-5

NGC 4258 における降着円盤モデルの構築と放射スペクトルについて熊本大学自然科学研究科 A

馬場多聞A , 甲斐隆志 A , 荒井賢三 A

銀河 NGC 4258 では中心から r = 0.14 − 0.28 pc の領域で強力な水メーザー放射が観測されている．
このメーザー源の運動からメーザー領域で円盤はケプラー回転し中心には質量 M = 3.9 × 107 M¯のブラックホールがあることがわかっている．また，NGC 4258 は 2 − 10 kev の X 線観測から

L = 4 × 1042 erg s−1 ∼ 10−5 LEdd と光度が比較的低いこともわかっている．我々は，NGC 4258の光度が低い原因は降着円盤の質量降着率が低いためであると考え，そのモデルを構築し放射スペクトルを計算している．
質量降着率が低い系における降着円盤は移流優勢降着円盤に分類される．降着円盤は粘性過程を通じて重力エネルギーを開放することによって光り輝くが，移流優勢降着円盤では粘性によって生じたエネルギーは円盤からほとんど放射されることなく円盤中に蓄えられ内部へ移流されるため光度が低くなる．円盤は低密度で高温なプラズマから構成される．従って，プラズマ中のイオンと電子は十分クーロン衝突によるエネルギー交換を行うことができず熱平衡とならない．更に，放射によって電子のみが冷却されるため円盤中のプラズマは 2 温度となる．我々はイオンと電子のクーロ
ン衝突によるエネルギー交換と制動放射，シンクロトロン放射，逆コンプトン散乱による冷却のバ
ランスから電子の温度を決定し，スペクトルを計算した．本研究では，このモデルを NGC 4258に適応する．

B-6

自己重力による加熱を考慮した降着円盤モデル
熊本大・院・自然 A

甲斐隆志A , 荒井賢三 A

活動銀河 NGC 4258 では中心からの距離 r = 0.14 − 0.28 pc の領域で H2 O メーザーが観測されており，メーザー源が精確な Kepler 回転をしていることなどから幾何学的に薄い降着円盤の存在が示唆されている。
この領域の円盤では鉛直方向の自己重力が無視できず，重力不安定性を考慮することが必要である。我々はこれまでに，重力不安定性に起因する self-regulation 機構による限界安定状態を仮定し，−さらに粘性加熱 Q+
vis と放射冷却 Qrad によるエネルギー平衡が成り立つとしてモデルを構築した。

H2 O メーザーを生じるには温度 T ∼ 数 102 K，水素の個数密度 n(H2 ) ∼ 107 − 1010 cm−3 程度の状態が必要と考えられ，我々のモデルにおいても同程度の温度・密度を得ることができたが，粘性パラメータ α は通常考えられている α < 1 を大きく上回ってしまう矛盾が生じた。これはエネルギー平衡式に粘性加熱とは異なる要因による加熱を加える必要性があることを示唆している。
本研究では，自己重力に起因する加熱 Q+
sg が存在し鉛直方向の重力エネルギーに比例する，す
+
−
4
2 3
+
なわち Q+
sg = γ 3 πGρ H と仮定し，エネルギー平衡式を Qsg + Qvis = Qrad としてモデルを構築した。ここで，γ は比例定数，G は万有引力定数，ρ は密度，H は円盤の半分の厚みである。
中心ブラックホール質量 M = 3.9 × 107 M¯ ，質量降着率 Ṁ = 10−3 ṀEdd (ṀEdd は Eddington
質量降着率)，α = 10−1 とし，γ を変化させて数値計算を行った結果，自己重力優勢な領域では円盤の温度は γ に依らず一定となり，密度は γ を大きくすると r 依存性を失い一定となることがわかった。また，メーザー発生条件を満足する温度・密度のとき重力不安定性は抑えられ，円盤は安定となることもわかった。

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B-7

降着円盤内のガス塊での水素分子形成
熊本大学 A

富田美紀A , 荒井賢三 A , 甲斐隆志 A

降着円盤内でガスの密度の高いところは自己重力により収縮する。そのガス塊中での水素分子形成を調べる。そのために, ガス塊をポリトロープ（力学平衡にあるガス球）としてモデルを構築した。
静水圧平衡の式と連続の式を用い, ρ = ρc θn (ρc は星の中心密度) として状態方程式を仮定することでポリトロープ指数 n の Lane-Emden 方程式が得られる。その際, 無次元変数 ξ(r ≡ αξ) を導入している。この式は,

1 d 2 dθ(ξ) = −θnξ 2 dξdξである。ここで θ に対する中心 (ξ = 0) での境界条件は

θ(0) = 1,(dθ)ξ=0 = 0dξである。
この Lane-Emden 方程式を n = 1.5 について解き, 得られた ξ と θ を用いて密度と温度のモデルを作った。また, これらの表面境界条件 (ρ = 0) から ρc , Tc , pc を決定した。

ρc = −

pc =

B-8

M ξ1
3
4πR ( dθdξ )(ξ=ξ1 )

1
GM
1
[
]2 4
4π(n + 1) ( dθRdξ )(ξ=ξ1 )相対論的磁気リコネクションの数値計算
熊本大学大学院自然科学研究科 A

森野了悟A

磁気リコネクションは太陽フレアや磁気圏と縦磁場を加えた場合 (右) の同時刻におけ

サブストームなどの爆発現象における基本的る密度分布 (濃淡) と磁力線 (実線) を示す。

なエネルギー解放機構である。最近ではブラックホールの近傍においても磁気リコネクションが頻繁に起きていると示唆されている (Koide

2010)。このブラックホール近傍で起こると期待される相対論的磁気リコネクションについて相
対論的抵抗性 MHD(RRMHD) コードによる数値シミュレーションが Watanabe & Yokoyama(2006) により行われた。それにより outﬂow 速
度が inﬂow 領域での Alfven 速度に達し、相対論的場合にも、より速い Alfven 速度はより高いリコネクションレートを与えることが分かった。
本研究では先行研究で考慮されなかった縦磁場のある場合を数値シミュレーションにより調べ、リコネクションレート、outﬂow 速度への効果を明らかにする。図は縦磁場なし (左)

14

B-9

コラプサーモデルに基づく大質量星の磁気回転爆発と重元素合成
九大理 A , 熊本電波高専 B , 国立天文台 C , 早大理工 D
BC

本信一郎 , 固武慶 , 山田章一

小野勝臣A , 橋本正章 A , 藤D

γ 線バーストはその放射のエネルギーが 10 51 erg にもなる高エネルギー天体現象である。しかし、その膨大なエネルギーを生み出すための中心エンジンはまだよく分かっていない。有力な候補として、ブラックホールと降着円盤の系からのジェット状爆発（コラプサーモデル）が提唱されている。爆発の際には、通常の超新星爆発と同様に r, p-process などの重元素合成過程が起こる可能性があり、生成された元素は、爆発前の恒星進化過程で生成したものと一緒に星間空間に放出されると考えられる。しかしながら、これまでのコラプサーモデルにおける元素合成計算では、元素合成
過程を特定した（恒星進化段階での元素合成を含まない）部分的な議論しかなされていなかった。
本研究では、コラプサーモデルに基づく、星の磁場と回転の効果によって形成されたジェット状
爆発における重元素合成計算を行った。恒星進化過程における元素合成計算の結果も総合することで、放出物質全体の組成を太陽系組成と比較した。コラプサーモデルは 2 次元の磁気流体シミュ
レーションを行い構築したものを用いた。元素合成計算には最大で 4500 核種を含む大規模な核反応ネットワークコード用いて行い、今回は、2 つの異なる質量公式の元素合成への影響も調べた。
その結果、質量数 60 ＜ A ＜ 200 までの元素が太陽系組成比より 10 – 10 3 倍の間で多く生成されることが分かった。講演では得られた結果をもとに、爆発モデルに対して議論を行う。

B-10

ニュートリノを考慮した超新星爆発シミュレーションと r-process 元
素合成
九州大学 A , 国立天文台 B , 早稲田理工 C章一

猿渡元彬A , 橋本正章 A , 固武慶 B , 山田C

超新星爆発は星の進化の最終段階でみられる大爆発現象で、ニュートリノや重力波など様々な話題に関わっている重要な現象である。しかしその詳細なメカニズムは未だ理解されていない。超新星
爆発メカニズムについて、近年ではニュートリノが重要な働きをすると考えられており、様々な研究がなされている。238 U などの中性子過剰な重元素は超新星爆発時の r −process 元素合成などによって生成されると考えられており、現在のところ太陽系組成の 3 つのピークを再現させることが元素合成研究の重要な課題となっている。 そこで我々は回転と磁場をパラメータとして、いくつかのモデルを Leakage scheme と呼ばれる手法を用いてニュートリノを取り扱うことによって磁気駆動型超新星爆発シミュレーションを行った。そこで爆発したモデルに関して r −process 元素合成を 2 つの質量公式を用いて計算し、太陽系組成と比べた。公園では特に第 3 ピークの再現に注目し発表する。

15

B-11

超新星残骸 Cassiopeia A における流体不安定性
九大理 A , 京大 B , 国立天文台 C , 早大理工 D , 山梨大 E
A

B

C

D

小野勝臣 , 長滝重博 , 固武慶 , 山田章一 , 山下和之

松尾康秀A , 橋本正章 A ,E

超新星残骸とは、星が超新星爆発を起こした際に生じた衝撃波によって周囲の物質が加熱され、明るく輝く天体のことであり、銀河系内でも 200 個以上観測されている。近年、比較的近傍に存在す
る超新星残骸に対して高解像度な観測が多数、行われている。これら多くの観測の中で、我々は超新星残骸中の元素分布に注目した。観測されている超新星残骸の元素分布は多くの場合、非球対称な分布をしており、さらに超新星残骸 Cassiopeia A（Cas A）ではより重い Fe が Si の外側で観測されている。このような元素分布の観測は、超新星爆発の非球対称性を示唆し、また Cas A にお
いては、Fe 層と Si 層が激しく混合されたことを示唆している。しかしこのような残骸中における物質分布についての議論はこれまでほとんどされてこなかった。
そこで本研究では残骸中の元素分布、特に Cas A で見られるような Fe 層、Si 層の物質混合に注目した。超新星残骸の元素分布を議論するため、超新星爆発直後から残骸形成に至るまでの計算を行った。星周物質は、RSG(red supergiant) wind のみ及び、RSG wind + WR(Wolf-Rayet) windからなる分布を考慮した。今回は特に、星周物質の違いによる Fe 層と Si 層の物質混合に注目した。
球対称シミュレーションの結果、星周物質に WR wind が存在する方が Fe、Si 層は現在の Cas

A 形成以前に混合を受けることが予測される。reverse shock 付近は、Rayleigh-Taylor 不安定性に
より激しく物質混合が起きている領域である。WR wind が存在すると Fe-Si 境界面がこの reverse
shock に衝突するため、より早く Fe、Si 層が混合を受けるのである。本発表ではその詳細を報告
する。

B-12

大質量星における s 過程元素合成の不定性
九大理 A

菊池之宏A , 橋本正章 A , 小野勝臣 A

恒星では主系列段階で H 燃焼が起き、He コアを形成する。質量が太陽質量の 8 倍以上の恒星は He 燃
焼や C 燃焼などの熱核燃焼過程を経て中心に Fe コアを形成する。He 燃焼段階では 22 Ne(α, n)25 Mg反応により中性子が放出される。この中性子を捕獲し不安定核になった重元素が β 崩壊を起こし安定になる。こうして元素が質量数を増加しながら重い元素を形成していく過程を s−process という。s−process では最大で Bi まで合成されると考えられる (Rauscher et al. 2002)。進化過程での s−element は超新星爆発時の元素合成に大きく影響を及ぼすことが知られている。大質量星進化の s−process を含めた元素合成計算を行わなければ、超新星爆発による元素合成や銀河の化学進化を正しく理解することはできない。
そこで今回は恒星進化と元素合成の数値計算を行い、s−process が大質量星の元素合成に与える影響を調べた。主系列星段階での質量が 10〜70M¯ である恒星が形成する He コアを初期値とした。球対称進化コードに小規模なネットワークでの元素合成計算を組み込だ恒星進化計算を行い、それによって得られた温度、密度の時間発展を基に s−process を含めた大規模なネットワークによる元素合成計算を行った。本発表では得られた結果と太陽系組成を比較し議論する。

16

B-13

X 線バーストに対して 3 α反応率が与える影響
九州大学理学府物理学専攻宇宙物理理論 A , 北海道大学理学部宇宙物理 B
辻本英之A , 橋本正章 A , 野田常雄 A , 藤本正行 B

３α反応は、天体物理学において最も基本的な原子核反応の一つであり、その反応率は、元素合成
だけでなく天体の温度進化や密度進化にも影響するので、正確な反応率を知ることは関係する天体
現象の物理を議論するうえで非常に重要である。近年、３α反応の低温領域における反応率が、従来考えられていたものに比べかなり大きくなるといった研究がなされた (Ogata et al.2009)。このことが恒星進化 (Dotter et al.2009) や TypeIa 超新星 (Saruwatari et al.2009) に与える影響についてはすでにいくつかの研究がなされ、それらによると新しく報告された反応率は観測事実と一致しないという結論がなされた。３α反応率が影響を与える現象として上記以外に TypeI-X 線バーストがある。TypeI-X 線バーストは中性子星に周りの降着円盤から水素やヘリウムが降り積もり、周期的に増光を繰り返す現象である。我々は、新しい３α反応率がこの現象に与える影響、特にバーストの繰り返しの周期、について X 線バースト進化計算コードを用いて考察を行う。従来の反応率を用いた場合の結果と比較し新しい反応率の妥当性などについて議論を行う。

B-14

大学全入時代の物理学実験の試み
九大理 A , 久留米工大教育創造 B , 久留米工大創造工房 C

野田常雄A , 巨海玄道 B ,野口聡仁 C
大学全入時代と呼ばれるようになってしばらくたつが、近年の大学における学力低下が甚だしい。
特にすでに全入状態となっている大学では、その効果は顕著である。高校教育で基礎的な理科の知識を身につけていない学生に物理学実験をさせなければならない事態となっている。
今回、久留米工業大学における物理学実験を、既存のカリキュラムからより簡単なテーマへと変更を試みた。既存のテーマは、通常の大学の教養課程で行うものと大差なく、要求される基礎知識が高いため、高校時代及び大学初年次時代に物理学を理解していない学生にとっては非常に敷居が高いものであった。そのため、実験を行い考察に至る過程が、ただ測定値を穴埋めすれば求めたい量が出てくるという状態であった。このままであれば、課題の消化は可能ではあるが、実験を行ったことでわかった結果や、その結果に至るプロセスについての理解は不可能になり、自然の仕組みを知る喜びやいわゆる知の営みの機会を失うことになる。より簡単なテーマであっても、仕組み・原理を理解した上で実験を行うことで、基礎的な物理の知識が乏しくとも、物理的な考え方の理解は進むと考えられる。
今回は、この物理学実験の改変の方法と効果について報告する。

17

B-15

ダイヤルゲージを用いたヤング率の測定
久留米工業大学教育創造 A

篠田啓介A , 巨海玄道 A

ダイヤルゲージを用いたヤング率の測定久留米工大・教育

篠田啓介、巨海玄道

物理学実験のテーマの一つに、ヤング率の測定がある。代表的な実験装置として Ewing の装置がある。この装置は、光てこ、望遠鏡とスケールを組み合わせたもので金属棒のたわみを測定する
ことによりヤング率Ｅを求めるものである。たわみ量δｈを求めるためには、望遠鏡の視野中の目盛りの変化量δ S、光てこの鏡面とスケールの距離、光てこの脚の長さの３つの測定が必要とな
り、精密測定のためかなり熟練と時間を要する。これは、金属棒のたわみ量が非常に小さく測定が難しいためである。今回δｈをダイレクトに、精度よく測定する装置としてダイヤルゲージの使用を試みた。これを用いたヤング率の測定と、他の実験 (ここでは Ewing の装置を用いた実験) との間で、実験結果の精度の具合、実験にかかる時間、実験者の各実験に対する感想等を比較検討し、
ダイヤルゲージを用いたヤング率の測定における利点について調査を行った。この結果、実験の精度については Ewing の装置を用いて測定した場合ヤング率 E の複数の学生の測定による平均値
は、真鍮の場合 E ＝ 10.61 × 10 １０ [N/m ２](文献値：E ＝ 10.06 × 10 １０ [N/m ２])、銅の場
合 E ＝ 14.64 × 10 １０ [N/m ２](文献値：E ＝ 12.98 × 10 １０ [N/m ２]) であった。一方、ダイ
ヤルゲージを用いた実験を行った場合の平均値は、真鍮の場合 E ＝ 10.94 × 10 １０ [N/m ２]、銅の場合 E ＝ 12.61 × 10 １０ [N/m ２] となった。銅の場合は、ダイヤルゲージを用いた方が文献値にやや近いようである。この結果から光てこと、ダイヤルゲージを用いた方法で得られたＥの値には大きな違いはないことがわかった。しかし、実験に要する手間や時間については両者に顕著な違いがあった。これらの詳細はついても当日報告する。

B-16

大学における理数系リメディアルの為の e-Learning 教材作成ツールの開発
大分大学工学部 A , 別府大学短期大学部 B

近藤隆司A , 後藤善友 B

多くの大学で初年時にリメディアル教育を実よって，数式を採点する機能を有し，加えて施している。理数系科目に関して言えば，計算SCORM に対応している。これにより，これま問題等の基礎的な内容で e-Learning を有効に活で講義で使用してきた紙媒体の問題などを，そ用可能ではないかと予想されるが，実際に利用のまま e-Learning コンテンツとして活用できするにあたっては幾つかの問題点がある。そのるようになった。また各大学に導入されているひとつに受講者に課せる問題の形式が限定され様々な e-Learning システムに SCORM 教材とるという点が挙げられる。一般的に e-Learning

して容易に取り込むことが可能になった。

の回答形式は数値入力か選択肢からの択一であ

当 日 は ，教 材 作 成 ツ ー ル の 概 要 や ，る。数式を用いた回答は利用できない。そのた

実際に授業で使用した時の学生の反め数式による回答形式の問題は，数値入力によ応等について報告する予定である。

る回答形式に書きかえるか，あるいは利用を諦めざるを得ない。教育効果の向上と，これまでの教育資源の有効利用の観点から，数式を用いた回答を e-Learning で手軽に活用できるようになることが望ましい。
今回，数式による回答に対応した e-Learning
教材を作成するツールを開発した。作成された教材は，数式処理システム（MAXIMA）に

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B-17

中国と日本の理科教育ーその相違点と類似点ー
長崎総合科学大学 A

井手義道A

上海・北京・長春・西安・新郷等で 1999 年から小・中・高・大学・科学技術館など通算 50 回以
上の授業・講演を行っている。児童・生徒および教師・校長が授業に対して大変熱心で学習内容もレベルが高い学校がある。例えば西安交通大学付属小１・２年生の児童が日本の中・高校レベルの内容を学習している。北京市内の中学校では学校単独で「科学博物館」を持ち生物の教師は大学と協力して人間の癌細胞の研究を行っている。この「科学博物館」には恐竜の骨格・卵の化石ほか物
理・化学・生物・地学の領域があり日本の県・市の「科学館」と同じかそれ以上のレベルである。
国あげて創新教育を実施し小学校から大学まで熱心に取り組んでいる。工作室や創新実験室があり物作りをしている。
一般的に小学生から大学生まで日本よりよく勉強している。例えば大学では球・円板・円環の慣性モーメントの値をすらすらと言うことができ基礎力がある。中国では日本と違い児童生徒・学生
は理科が大好きのようである。昔から「物理・化学・数学を勉強して能力をつけると世界中のどこに行っても成功する」ということわざがある。高校のトップクラスの生徒は「理学部や工学部」へ進学する生徒が多く科学者・技術者を目ざしている。勿論「医学部」へ進学する生徒もいる。
私と中国・東北師範大学・韓長明教授とが協力して西安市内の２つの学校に「中日友好創新教育実験室」を設立した。 両国の科学技術の共通の場として発展することを願っている
参考資料 :

B-18

井手義道

青野

修

: 物理教育 第 57 巻 (2009)第2号

重力方程式の解釈について
日本文理大学工学部機械電機工学科 A

竹本義夫A

電磁力と同様のメカニズムより重力の方程式を得て、更にその方程式を解釈する。

(A) 重力の発生(重力源は静止しているものとする。)、A = 0(i)(電磁 (重力) 場とポテンシャルの関係)・
・”+, −” はローレンツ変換不変を表す。
)+)− + (
)+
−(
−(
Et
∂ct
φ
=
、φ(= U ) = cG2 Mr
E − icB−∂r−cA(ii)(クーロン・ローレンツ力))−)+ − (
)−
−(
−(
Ft
Et
q
=
、q = q0 uct cj = q0 uc
jF
E − icBc(B) 重力の方程式(相対論不変) θ = π2 − iΩ(赤道上) Ω：虚角 (公転のスピード) 2
MG dr dctd ctdτ 2 = − r 2 dτ dτ · · · (1)2 d r = − MG ( dct )2 + 1 {(r cosh Ω dφ )2 − (r dΩ )2 } · · · (2)
dτ 2
r2
dτ
r
dτ
dτ
dφ
dφ
MG dct
d
2 dΩ
2

(r
)
=
(
−
sinh
Ω
)(r
cosh
Ω
2
 dτ
dτ
r dτ
dτ
dτ ) · · · (3) d (r2 cosh Ω dφ ) = ( MG dct − sinh Ω dφ )(r2 dΩ ) · · · (4)dτdτr 2 dτdτdτ(C) 重力方程式の解釈 (詳しくは http://www.nbu.ac.jp/∼takemoto/genko.html)

MG
dct

r
· · · (1)0 [全エネルギー (ポテンシャルエネルギーを含む)]
 dτ = C0 e
 ( dct )2 − ( dr )2 − {(r cosh Ω dφ )2 − (r dΩ )2 } = c2 · · · (2)0 [メトリック]
dτ
dτ
dτ
dτ
dφ
MG dct
d2
dct
0

(r
sinh
Ω)
=
(
)(r
cosh
Ω

2
2
dτ
r dτ
dct − tanh Ω) cosh Ω( dτ ) · · · (3) [空間構造]
 (r2 cosh Ω dφ )2 − (r2 dΩ )2 = C 2 · · · (4)0 [面積速度一定]
dτ

dτ

19

会場 C
領域 3

C-1

Cu2 (OH)3 Cl の低温物性
九大院工 A , 佐賀大理工 B
光

諸冨大樹A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A , 萩原雅人 B , 鄭旭

BCu2 (OH)3 Cl は異なる複数の結晶構造を持つ異形体であり、その１種である clinoatacamite
はパイロクロア型構造の S=1/2 Heisenberg 系
スピンのフラストレート磁性体である。またカ
ゴメ格子間に三角格子上の Cu2+ を介して弱い結合が働いているため低次元量子スピン系と20して注目され、特異な物理現象があると考えられる。その磁性は T N1 =18K で反強磁性転移、
TN 2 =6.5K で消えていた磁気揺らぎが復活し、長距離秩序との共存することが磁化率測定やμC (J/K mol)

SR 測定によって報告されている。TN 2 以下での振る舞いは奇妙であるが、TN 1 の転移からの

0T
1T 18
2T
3T 16
4T
5T
14
6T

スピンの変遷も興味深いものである。今回の発表では TN 1 ピークに注目した磁場中比熱測定を行い磁場依存性を調べ、他の測定結果などを

12
10

12
10

8

8
6
4

6

2
0

比較して磁気構造について報告する予定である。

5

10

15

20

T (K)

20

0

5

10

15

20

25

4
25

30

C-2

二次元三量体 2b·3CuCl2 ·2H2 O の磁性
九大院理 A , 九大院工 B , 東大物性研 C
A

BB

三田稔A , 久保克隆 A , 浅野貴行 A , 和田裕C文 , 稲垣祐次 , 河江達也 , 松尾晶 , 金道浩一 Cものだと思われる。

複数個のスピンが強磁性または、反強磁性的

詳細な解析結果は、当日報告する予定である。

に強く結合した複合スピン系 (二量体、三量体など) では、複合スピン間の相互作用の仕方により興味深い磁気的性質を示す。
今回注目する 2b·3CuCl2 ·2H2 O は、磁性イオ
ン Cu2+ (S = 1/2) によって形成された三量体が結晶学的に二次元平面内で直交する特異な構造を有しているため、新規な二次元直交三量体系のモデル物質として期待される。

2b·3CuCl2 ·2H2 O の磁気的性質を調べるた
め、磁化率の温度依存性、強磁場磁化過程、比熱の温度依存性の測定を行った。
図は、B = 0T での比熱の結果から格子比熱を差し引いた磁気比熱 Cmag (T ) の温度依存性である。約 1.3K で鋭いピークが観測された。
これは、長距離秩序に由来する異常だと考えられる。また、約 5.5K 付近に観られるブロードなピークは、反強磁性三量体の構造を反映した

C-3

CuMoO4 単結晶の強磁場磁化過程
九大院理 A , 東大物性研 B , 産総研 CERCC

久保克隆A , 三田稔 A , 浅野貴行 A , 和

田裕文 A , 松尾晶 B , 金道浩一 B , 伊藤利充 C
モリブデン酸銅 (CuMoO4 ) は、外部からの他の測定結果を交えて議論する予定である。

刺激 (温度、圧力) によって可逆的に結晶の色が変化するクロミズムの性質を有する大変興味深い銅酸化物である。
これまで CuMoO4 の粉末試料を用いて磁化率、比熱、強磁場磁化測定等により、約 200K の構造相転移に起因する大きな履歴現象、1.75Kでの三次元磁気秩序、磁気構造等を明らかにした。
今回、CuMoO4 の単結晶試料を用いて磁化率及び強磁場磁化測定を行ったので報告する。左図は、4.2K における強磁場磁化測定の結果である。粉末試料で見られた約 20T での 非 線 形 磁 化 過 程 は 観 測 さ れ ず、最 高 印 加
磁場 (∼50T) まで飽和磁化の約 1/3 に相当
する 磁 化 の 値 を 示 し た 。こ の 原 因 に つ い て

21

C-4

一次元ジグザグ鎖 [Cu(bpym)(tcnoet)2 ]·H2 O の構造と磁性
九大理 A , 九大院理 B

眞鍋栄樹A , 久保克隆 B , 三田稔 B , 浅野貴行 B , 和田裕文 B
詳細な解析結果は、当日報告する予定である。

磁気的双安定性は、次世代の情報記憶装置の基礎を構成する特性として期待されている。

[Cu(bpym)(tcnoet)2 ]·H2 O は、結晶学的に
磁性イオンである Cu2+ (S=1/2) が一次元ジグザグ構造をしており、約 30K で構造相転移することにより、磁気的双安定性を示すモデル物
質として期待される。
今回、我々は、[Cu(bpym)(tcnoet)2 ]·H2 O の磁気的性質を調べるため、試料合成、X 線回折、磁化率、強磁場磁化測定を行ったので報告する。
右図は、磁化率 (χm ) と温度 (T ) の積の温度依存性の結果である。構造相転移温度 (∼28.5K)
前後で約 4K のヒステリシスを伴う非常に大きな磁気的性質の異常が観測され、高温相では常磁性、低温相では非磁性の双安定な状態が実現されていると思われる。

C-5

ニッケル三角クラスターの磁性
九大理 A , 九大院理 B

高田えみかA , 三田稔 B , 久保克隆 B , 浅野貴行 B , 和田裕文

B

近年、スピンフラストレーション (磁気的相と思われる。
詳細な解析結果は、当日報告する予定である。

互作用の競合) を有する磁性体の性質をより理解するために、実現可能な最小単位である三核錯体の研究が盛んに行われている。
今回我々が注目した Ni3 (µ1,3 -N3 )3 は、磁性イオンである Ni2+ (S=1) が結晶学的に正三角形を形成している初めての S=1 正三角クラス
ターとして期待される。

Ni3 (µ1,3 -N3 )3 の磁気的性質を調べるため、試料を作製し、X 線回折、磁化測定を行ったので報告する。
右図は、[Ni3 (µ1,3 -N3 )3 (2,2’-bpy)3 ](ClO4 )3·3H2 O の磁化率 (χ) の温度依存性である。約40K においてブロードな極大を示した後、さらに低温では磁化率が急激に減少している。この振る舞いは、S=1 正三角反強磁性クラスターで期待される非磁性の基底状態を反映している

22

C-6

新しい Mn 基化合物の巨大磁気熱量効果
九大理 A , 九大院理 B

片桐高大A , 光田暁弘 B , 和田裕文 B
参考文献

環境にやさしい次世代の冷凍技術として磁気冷凍が注目されており、これには省エネルギー

D. T. Cam Thanh etal ., J. Appl. Phys. 103,化や、フロン等の冷媒を必要としないという利

07B318 (2008)

点がある。我々は巨大磁気熱量効果を示す物質
として、一次相転移をする遷移金属化合物の研究を進めてきた。巨大磁気熱量効果を示す物
質としては MnFeP1−x Gex が知られているが、熱ヒステリシスが大きいという欠点がある。そこで、新物質探索として Ge を Si に置換した

MnFeP1−x Six の研究に着手した。この物質は0.28 ≦ x ≦ 0.64 で Fe2 P 構造を持ち、一次相転移を示すことが報告されている。
下図は x=0.4,0.5 における磁化-温度曲線である。熱処理の仕方で転移点、ヒステリシスの幅は異なり、これは 1100 ℃で５時間保持した後に 650 ℃で 50 時間保持、そして炉冷した場合である。より細かい組成依存の結果の詳細は会場にて述べる。

C-7

巨大磁気熱量効果を示すマンガン基化合物の新しい作製プロセスの研究
九大理 A , 九大院理 B

川崎大地A , 光田暁弘 B , 和田裕文 B

最近、次世代の冷凍技術として磁気熱量効果

参考文献を生かした磁気冷凍が注目されており、材料研

M. Yue et al., J. Appl. Phys. 107, 09A939

究が盛んに行われている。磁気熱量効果を実現(2010)

するには磁気熱量効果の大きな物質の開発が必要であり、我々は一次転移物質が巨大磁気熱量効果を示すことに注目して材料開発を行っている。MnFeP0.8 Ge0.2 は巨大磁気熱量効果を示し、室温付近での磁気冷凍材料としての可能性を期待できる。
この背景を踏まえ、従来の石英管封入による作
製プロセスに対し、より簡単な作製法としてス
テンレス管を用いた方法を検討する。以下に、

MnFeP0.8 Ge0.2 を石英管封入焼結した場合の磁化のグラフを載せる。
講演では、ステンレス管封入焼結における試料と石英管封入における試料を比較し、作製プロ
セスを議論することにする。

23

C-8

DMACuCl3 における対角秩序と非対角秩序の共存 II
九州大学大学院工学府 A , 九州大学大学院理学府 B , RIKENC
A

A

A

B

樹 , 稲垣祐次 , 河江達也 , 浅野貴行 , 網代芳民

坂元康剛A , 諸冨大CDMACuCl3 ( DMA = (CH3 )2 NH2 ) の磁化過程はゼロ磁場から磁化が立ち上がり始め、飽存在が確認されている。現在、極低温における和磁化の半分に達した 2T < H < 3.5T の磁場の結果についても発表する予定である。

粉末試料の磁化測定を予定しており、当日はそ領域で磁化プラトーが現れる。プラトー前の領[1] Y.Yoshida,et al., J.Phys.Soc.Jpn.Vol.74(2005)2917.

域では反強磁性磁気秩序を示し、プラトー後のギャップがつぶれた領域では磁場誘起秩序を示

single crystal
powder2.0

す。温度―磁場相図に関して単結晶試料、粉末

ball mills powder

試料 (powder) の磁場誘起相に違いがみられる

1.5

ことから [1]、結晶をより細かくすり潰して作T (K)製した粉末試料 (ball mills powder) を用いた比1.0

熱測定を行ったところ、磁場誘起相が連続的にゼロ磁場まで繋がっている結果が得られた（図0.51）。これは低温―低磁場領域で反強磁性状態（対角秩序）と磁場誘起磁気秩序状態（非対角0.00秩序）の共存を示唆している。原因としては微

2

3

4

5

6

7

8

H (T)

小粒子で期待される表面スピンが影響を及ぼし

図1, 温度－温度－磁場相図ていると考えられ、実際、ＥＳＲ測定でもその

C-9

1

30GPa までの圧力領域における高圧力下磁化測定技術
九工大工 A

長井宏輔A , 美藤正樹 A , 出口博之 A , 高木精志 A

現在、物性実験において、ピストンシリン
ダー・キュービックアンビル・ダイヤモンド
アンビルセル（DAC）などの圧力発生装置が0.004

Magnetic moment [emu]利用されている。しかし、それらを利用した
高磁場下での磁化測定方法は、圧力発生装置の大きさなどの構造と測定装置の特性上、非常に困難である。高磁場下での SQUID 磁束計と超小型 DAC を組み合わせたシステムでは、GPa 領域で、H=5 T までの磁場下、さらに T=1.8〜400 K までの温度域での磁化測定が可能となる。実際には、いくつかの技術的ノ

T = 293 K
0.002

0.001

0

ウハウが存在する。XMCD 実験の結果より、

P= 25 GPa 付近で強磁性モーメントが消失すると報告されている CoFe2 O4 を使用した高圧力磁化測定（図１）を例に、技術を紹介したい。

24

2T
5T

0.003

0

5

10

15

20

25

Pressure [GPa]
図１．CoFe2O4の磁化の圧力依存性

30

C-10

量子スピン梯子系 (C5 H12 N)2 CuBr2 Cl2 の NMR 測定
九工大工 A , 福岡大理 BA志 , 田尻恭之

宮崎正旭A , 濱本健太 A , 出口博之 A , 美藤正樹 A , 高木精B

量子スピン梯子系物質 (C5 H12 N )2 CuBr4

徴的な現象であり，Br 系よりも広範囲で T LL の（Br 系）は，低温磁場中で朝永・ラッティン

振る舞いが確認できた．現在、BrCl 系の Cu2+ジャー（T LL）液体の振る舞いを示すことが知サイトに非磁性 Zn2+ をドープした試料の実験られている．我々は，Br 系よりも相互作用がも行っている．

等方的な物質 (C5 H12 N )2 CuBr2 Cl（
2 BrCl 系

図

スピン‐格子緩和率 1/T 1 温度依存性）の単結晶を作製し，低温での量子相を調べる
ために臨界磁場HC1 の上下で1 H −N M R 測定を行った．BrCl 系は磁化過程よりスピンギャップを示すことが分かっており，スピンギャップが消失する臨界磁場HC1 = 2.3T ，それより低磁場のH= 1.2T <HC1 ，および高磁場H= 3.5T >HC1の三つの磁場領域で共鳴線スペクトルおよびス
ピン‐格子緩和時間T1 を測定した．図にスペクトルの極大でのスピン‐格子緩和率 1/T1 の三つの磁場での温度依存性を示す．三つの磁場の極低温で，温度低下に伴い 1/T1 が温度のべき乗で増大していく傾向がみられた．これは，T LL の特C-11

Ru2-xFexCrSi(x ≦ 1) の磁性
鹿児島大学理工学研究科 A

胡はくA , 重田出 A , 伊藤昌和 A , 廣井政彦 A

最近，石田らが，バンド構造計算によってと比べ低温にシフトするが，Tf 2 はそれほど

ホイスラー化合物 Ru2−x Fex CrSi（Fe-rich）が変わらない。ゼロ磁場で 2 つの転移温度は近ハーフメタルか，それに近い高いスピン分極

くなる。一方，x = 0 では比熱の結果とあわ率を持つ物質であると指摘した。また，廣井

せると反強磁性転移することが結論づけられる。

らは，Ru-rich の Ru1.9 Fe0.1 CrSi が極低温で逐次的スピングラス転移が起こっていることを0.008示唆する結果を報告した。そこで今回我々はRu2−x Fex CrSi の x = 0, 0.005, 0.01 について
0.005T〜5T の磁場において磁化の測定を行った。図にはそれぞれの磁場での磁化率（Y 軸の値はずらしてある）を示す。x = 0.1 の場合と0.004

同様に，逐次グラス転移を示唆する２つの異常

Tf 1（磁化率のピーク）と Tf 2（強い不可逆性が

0.000
0

現れる温度）が見られ，それぞれが x = 0.1 の場
合と同様の磁場依存性を示す。Tf 1 は x = 0.1

25

10

20

30

40

50

60

C-13

メソ多孔質構造体を利用した酸素分子の高圧下磁気測定
九工大工 A , 福岡大理 BA之 , 高木精志

鶴田英樹A , 今給黎匠 A , 美藤正樹 A , 田尻恭之 B , 出口博

A

酸素分子の高圧力下物性研究は、30 年以上前からＸ線回折実験・中性子回折実験・光学測定・電気抵抗測定によって詳細に調べられており、中性子回折を除く実験の圧力領域はメガバール領域にまで達している。しかし磁気測定は 、P = 0.8 GPa までの Meier らの電磁誘導法を用いたαβ転移、β-γ転移の追跡研究が報告されているだけである [1]。前回我々は、メソ多孔質構造体

SBA-15(細孔径 8 nm) の細孔中に酸素分子を吸着させ、ピストンシリンダー型圧力セル（PCC）
を用いた交流磁化率測定の結果を報告した。これにより分子凝縮相の変化を、 P = 1.5 GPa までの領域で追跡した。今回、より高圧力下での磁気測定を行うために、我々はダイアモンドアンビ
ルセル (DAC) を用い、分子凝縮相の変化を追跡した。試料空間には前回同様、SBA-15 を用い、その低温でのガス吸着能力を利用した。しかしながら、DAC はその試料空間が PCC の約 0.02 %(ガスケット穴φ0.2mm) しかなく、SBA − 15 へのより効率的な酸素充填が求められ、又、10−8 〜
10−9 emu レベルの検出感度が求められる。そこで我々は、液体窒素温度で圧力を印加し、酸素を試料空間内に閉じ込めることができる酸素封入装置を用いた。当日は、各圧力下における酸素分子の磁気測定の結果について報告する。
[1] R. J. Meier et al ., J. Phys. C : Solid State Phys. 15 (1982) 1015.

C-14

中空型 γ-Fe2 O3 ナノ粒子の静水圧力効果
九工大工 A , 福岡大理 B , バルセロナ大学 C , アベイロ大学 D 才所誠也A , 小森田裕
貴 A , 美藤正樹 A , 田尻恭之 B , 出口博之 A , 高木精志 A , A.CabotC , N.J.O.SilvaD

γ−Fe2 O3 は、欠陥をもつ逆スピネル構造型のフェリ磁性体である。そのナノ粒子は医療面での応用が期待され、基礎物性が盛んに研究されている。従来型の内部が詰まった γ−Fe2 O3ナノ粒子 (以下、通常型) の静水圧力効果につい

2400ては、すでに小森田らによる詳細な報告がある

550
通常型γ-Fe O ナノ粒子

2200

[1]。そこで今回我々は、中空型 γ−Fe2 O3 ナノ

23中空型γ-Fe O ナノ粒子
2

500

3

2000
∆E/k [K]

450

1800

B

粒子の静水圧力効果と比較・検討した。図 1 に

B

1600

通常型 γ−Fe2 O3 ナノ粒子 (粒径 5.1 nm)[1] と中空型 γ−Fe2 O3 ナノ粒子 (粒外径 9.5 nm) の活1400

性化エネルギーの圧力依存性を示す。中空型ナ

1200

ノ粒子の活性化エネルギーは、P ＜ 4 kbar で1000

は圧力に依存せず、明らかに通常ナノ粒子とは

400
350
0

5

P [kbar]

10

300
15

図1 通常型γ-Fe O ナノ粒子(粒径5.1 nm)の異なる静水圧力効果を示した。[1]Y. Komorida,23

活性化エネルギー(挿入図) [1]と中空型γ-Fe O ナノ粒子(粒外径9.5 nm)の

et al., J. Mag. Mag. Mater. 322 (2010) 211723

活性化エネルギーの圧力依存性

26∆E/k [K]粒子に対して静水圧力実験を行い、通常型ナノC-15

極低温下における超音波ひずみ発生技術の開発
九工大工 A , 日本カンタム・デザイン（株）BA

AA

鶴田一樹A , 長野琢磨 A , 才所誠也

A, 美藤正樹 , 出口博之 , 高木精志 , 大田剛司 B

電子には電荷とスピンの二つの自由度が存在する。現在の産業は、「電荷の流れ」すなわち「電流」の制御を基準として半導体エレクトロニクスによって支えられている。より高速処理を可能とするデバイス開発のため、スピンをも利用したスピントロニクス技術の成熟が期待されている。
「ス
ピンの流れ」である「スピン流」については電流駆動やスピン波を利用した研究が盛んに行われている。一方、我々は超音波ひずみを利用したスピン流検出を試みている。そこでまず、1 MHz 〜 1

GHz の周波数領域、さらに広い温度域での超音波ひずみ発生技術の確立を目的とし研究を行った。
村田製作所に提供していただいた小型の発振子 ( 共鳴周波数 f res = 1 MHz 〜 868 MHz、高周波電圧発振器 ( f ≤ 3.2 GHz, V ≤ 14.5 dBm を準備し、通過特性をみることで共鳴周波数の測定を行った。しかし、GHz 帯域では回路中で電圧の急激な減衰がみられ測定は困難であった。そこで、低温同軸を用いたプローブと V ≤ 25 dBm の電圧発振器を準備し、共鳴周波数の温度依存性の測定を行った。素子によって多少異なるが温度の減少とともに共鳴周波数も小さくなる結果を得た。詳細な結果については当日報告する。

C-16

SQUID を用いた交流磁化率測定におけるフィードバックシステムの開発
九工大工 A , 日本カンタム・デザイン (株)BAA

木精志 , 出口博之 , 大田剛司

国吉努A , 鶴田一樹 A , 美藤正樹 A , 高

B

広い周波数領域にわたる交流磁化率測定は、ラウンドの割合を示す。講演では、フィードバッ

多様な磁気緩和現象を示す磁性体を調べるため

クシステムの方法や有効性について発表する。

に有用である。我々は、日本カンタム・デザイ
ン社製の SQUID(Superconducting Quantum

Interference Devices) 磁束計 MPMS と外部機
器 (分解能 24bit・サンプリングレート 200kHzの音響用 A/D 変換器など) を組み合わせること
で、交流磁化率の測定可能周波数の上限を既存の 1kHz から 14kHz まで拡大させることに成功している。しかしながら、このシステムでは、検出信号に対するバックグラウンドの割合が10kHz で約 90 ％と大きく、サンプル信号の抽出が困難となる。そこで、アナログ信号の段階でバックグラウンドの寄与を除去するためフィードバックシステムを開発することを本研究の目的とした。右図に Pb を測定試料に用いたときの各周波数における検出信号に対するバックグ

27

C-17

NiO 磁性ナノ粒子におけるサイズ効果
九工大工 A , 福岡大理 B
A

今給黎匠A , 才所誠也 A , 美藤正樹 A , 田尻恭之 B , 出口博

A之 , 高木精志 , 香野淳 B
物質の粒径がナノスケールまで小さくなると、体積に対する表面積の割合が増加し、バルクとは著しく異なった性質を示すようになる。
その中でも反強磁性型ナノ粒子 NiO は、粒径6を小さくしていくと副格子構造が変化し、巨大D = 2.6 nm
D = 11.4 nm

5な磁気モーメントが出現することが報告されている [1]。そこで我々は、数ナノサイズから4

H (kOe)

十数ナノサイズにおいて上記ナノ粒子における磁気モーメントおよび保磁場さらにブロッキン

3c

グ温度のサイズ依存性を系統的に調べる研究を行っている。図 1 に粒径の異なる２つの NiO ナ

2ノ粒子 (D =2.6nm, 11.4 nm) の保磁場の温度1依存性を示す。保磁場の大小が 5K 付近で逆転する結果が得られた。[1] R.H.Kodama et al.,0

P hys.Rev.Lett. 79 (1997) 1393.

0

5

T (K)

10

15

図1 NiOナノ粒子(D=2.6nm, 11.4nm)の保磁場の温度依存性

C-18

有機無機ハイブリッド化合物 Ni3 (OH)2 (cis − 1, 4 − chdc)2 (H2 O)4 .2H2 Oの磁性の酸素およ
九工大・工 A , Uni. of StrasbourgB
A

A

松本周祐A , 金正淑 A , 藤本也久 A , 吉弘満 A ,A

高木精志 , 美藤正樹 , 出口博之 , Mohamed KurmooB
各種の磁性金属と有機酸とを結合させて作成した有機無機ハイブリッド化合物は，磁性金属
イオンが多次元のネットワークを形成し，そのを示す．これらの化合物は，弱いファンデルワー

70

ルス力で結合した水分子を含んでいるものもあ60χT [emu K/mol]

80

り，脱水・加水の過程でその磁性が可逆的に変化する化合物が報告されている．このような化合物の中に，Ni と cis-1,4-シクロヘキサンジカル

4

5

6

T=5K
Ni-cis-chdc- M-H-5K

VirginDehydrated
O2
Removed30

10て小さな穴（細孔）が生じる．この細孔に，磁性

028Field (T)
3

5
4
3
2

物は，脱水の際に，水分子が抜けることによっにどのような変化が現れるのか，明らかにした．

2

40

20

は可能なのか，また，可能ならば，その際に磁性

150

ボン酸のハイブリッド化合物がある．この化合を示す気体分子（O2，NO）を吸着させること

0

Ni-cis-chdc-χT-T-100G
H=100G

0

5

10

15
20
25
Temperature (K)

30

35

1
0

Magnetization(Nμ B)

特徴的な結晶構造に起因する多彩な磁気的性質

C-19

有機無機ハイブリッド化合物 Ni2 (H2 O)2 C10 H2 O8 .2H2 O の磁性の酸素および一酸化窒
九工大・工 A , Uni. of StrasbourgB

金正淑A , 松本周祐 A , 藤本也久 A , 吉弘満 A ,高木精志 A , 美藤正樹 A , 出口博之 A , MohamedKurmooB
分子磁性体の 1 つである表題の物質は、結晶中に 2 種類の水分子を含んでいて、その一部は真空中で加熱することにより取り除くことができる。そして、脱水後、結晶を空気中に放置すると、一部の水分子は可逆的に元の位置に戻ることができる。脱水・加水によって、この結晶の磁性も大きく変化するが、これは磁気的なネットワークが変化するためであると思われる。我々は、脱水によって作られた小さな穴（細孔）に、水分子ではなく、磁性分子である酸素分子あるいは一酸化窒素分子を取り込ませた時の磁性の変化を調べる目的で、専用の実験装置を開発し、SQUID 磁束系を用いてこの結晶の Virgin 試料、脱水試料、磁性分子を吸着させた試料の磁性を測定した。右図にその結果の一部（χ T の温度依存性）を示す。

29

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 B
B

, 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。

20

018
214
300

18

116
122

600oC

204

と強誘電性を併せ持つマルチフェロ物質であ

006
202

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

10

12

14

16

22

24

26

2θ (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 1
10

[2]

110K
90K
80K
75K

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１

107

102

103
104
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

106
105

）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 1
10

102

103
104
ω/2π(Hz)

105

106

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

-2

8 10

-3

6 10

-3

4 10

-3

2 10

-3

●：三角格子面
1.36K
20K

ZFC-FC (H=100Oe)

2.75K

0

0 10

0

5

10

15

20

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。
0

10

20

30

40

50

60

2θ (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

5.7

5.6

5.5

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O2
1%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、

33

10

20

NMR 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=0
x=0.15
T=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

0

1

H[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-9

YBCO 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 2

1.5
1
0.5
0
0

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

20

40
T [K]

TC2

TC1

↓

↓

60 ↑

80

TP

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
A

A

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
BC

A. Golubov , 田仲 由喜夫 , 廣井 政彦

重田 出A,B , Alexander

A

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-12

Fe-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-16

Γ3 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)

38

4

.

2

K

腎溱槏𣝣玢 笻𥶡硃苽𥝱瞀笒潙
N

i

M

R

会場 E
領域 6

E-1

In-Zn-Ga-O ３次元膜の磁気抵抗、電子局在と熱処理効果
九大院理 A , 情通機構 B , 九大高等教育セ C , 出光興産先進研 D
B

A

C

A

江崎翔平A , 牧瀬D

圭正 , 山田和正 , 小久保伸人 , 篠崎文重 , 笘井重和 , 矢野公規 D , 中村浩昭
D

スパッター法で作成されたアモルファス In

局在 3D 系に対する理論で、L φ2 =Dτ in (T)(D=

系酸化物の電気抵抗 ρ は金属的振る舞いを示

拡散係数) をパラメターに選んだ理論曲線であし、低温では電子局在効果による dρ/dTh0 やる。この解析から得られた L φ= [D τ in (T)]1/2

負の磁気抵抗を示すことをこれまでも報告してを挿入図に示す。理論的には τ in (T) ∝ T − 3/2

きた。酸化物系のキャリアは主として酸素欠損

であり、実験結果はほぼこの温度依存性を示に由来する電子が担っていると考えられているす。講演では熱処理温度を系統的に変化させた。As − depo.膜の ρ は作成条件、特に酸素濃度

アニール膜の実験結果を示し、高抵抗膜で見らに大きく依存するが、熱処理によっても ρ、キャれた ∆σ(T) の符号クロスオーバーを議論する。

リア数 n を制御でき、金属的特性から半導体特200

われわれは In-Zn-Ga-O ３次元膜 (d=350nm)

150
Δσ [Ω-1m-1]を大気中で熱処理し、ρ(300K) が１桁以上異なる膜を準備した。2KhT h50K, 0ThHh5T の範囲

2K
4.5K
10K
15K
20K
30K
50K

10-7
Lφ [m]性まで幅広く変化することが可能である。今回

10-8

100

T-0.75

1

10
T [K]

で ρ(T)、ホール係数 Rh(T)、および磁気伝導50度 ∆σ(T,H)=[1/ρ(T,H) − 1/ρ(T,0)] の測定を行った。図は熱処理温度 Ta =200 ℃で、大気中

02h アニールした試料の ∆σ(T,H) を示す。測定
した温度範囲では ∆σ(T,H)i0 である。実線は弱

0

0.2

0.4

0.6
H [T]

39

0.8

1

E-2

超伝導/微小強磁性複合構造における臨界電流と磁束フロー
九大院理 A , 九大高等教育セ B 多持洋孝A , 吉村哲也 A , 小久保伸人 B , 篠崎文重 A

周期的に配列した微小強磁性膜と超伝導膜

これらの結果は 20 °において磁束を磁気的にの複合構造において、磁束量子のピン止め特性

ピン止めする強磁性ドットからの漏れ磁場成分

及びフロー特性を制御する研究を行っている。

と印加磁場の大きさが相殺することを示唆する。

我々の超伝導/微小強磁性複合構造の模式図を
図のインセットに示す。三角形状の微小パーマ

NbGe(300nm)

0.10

ロイドットの二次元アレイを Si 基板上に作製

Ge
(8nm)

し、その上にアモルファス NbGe 超伝導膜をパーマロイ(25nm)

Si substrate

成膜した。ドットからの漏れ磁場は超伝導体に

θIC(mA)

誘起された磁束量子と磁気的に結合する。このため臨界電流の磁場依存性に強磁性ドットの周期性を反映した複雑な振動が現れる。今回一定

0.05

磁場下において試料を回転することにより強磁I
試料面性ドットからの漏れ磁場と印加磁場の関係を調μ 0Hべた。得られた臨界電流の角度依存性を図に示す。臨界電流の角度依存性は 20 °付近の狭い
角度範囲においてカスプ状のディップを示すこ

10

20

30

40

50

60

θ (deg)とがわかる。同様な異常は一定電流下における

図：臨界電流の角度依存性。
インセット：試料の断面図（上）試料の回転方向（下）フロー電圧の角度依存性にも見られる。さらに
モードロック共鳴実験を行ったところ、20 °付
近でのみ明確なモードロック共鳴を観測した。

E-3

アモルファス超伝導膜の傾斜磁場下における磁束格子フローの格子
方位回転 II
九大院理 A , 九大高等教育セ B

吉村哲也A , 小久保伸人 B , 篠崎文重 A

我々は第二種超伝導体の磁束フロー状態におと共に減少することがわかった。講演では、

いて磁束格子方位と運動方向の関係をモード

その他の傾斜方向の結果も合わせて報告する。

85

ロック共鳴法により調べている。これまでアモLMN

ルファス (a-) 超伝導膜において、磁束格子の格

JK

H
O
C 75
AB
'(
I
? @ 6565
LMN
= >
O
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5 5 6655 75 85 95 :5 ;5 <5FGHθD E fc:   

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

#$%&'()! fc"% &./)

* (+ ) ,
01234

!
fc"* ( - )子方位が運動方向に揃う平行な方位運動と直交0する垂直な方位運動が存在すること、磁場や周波数 (速度) を変化させると垂直な方位から平行な方位へ回転が起こることを見出してきた。
今回磁場を傾斜したときに現われる磁束フローの格子方位を詳しく調べた。試料は a-

NbGe 膜 (Tc=3.5K) である。面直に磁場をかけた場合、低速 (低周波) では垂直な方位が現れたが、速度を上げていくと平行な方位へ回転した。回転が起こる周波数 fc は磁場を電流方向に傾斜させた場合、傾斜角度θと共に増加し、θ＝ 45 °付近で発散するように見える (図)。一方磁場の傾斜方向を変え、電流方向に対して垂直な面内とすると fc はθ

40

E-4

(In2 O3 )1−x (ZnO)x 膜の超伝導特性 III
九大院理 A , 九大高推セ B , 情通機構 C , 出光興産（株）先進技術研究所 D 高田聡A ,篠崎文重 A , 山田和正 A , 小久保伸人 B , 牧瀬圭正 C , 矢野公規 D , 中村浩昭 D

In2 O3 に Zn をドープした (In2 O3 )1−x (ZnO)x膜 (IZO 膜) は、高い導電率を持つ透明導電膜

n の相図であり、相関がより明確に見えるよ
うになった。また、EELS と STEM によりであり、加工性等の利点から液晶ディスプレイ

微細構造を測定し、In の析出の有無を確認等に応用されている。Zn ドープが低濃度の場した。しかし、微小析出物の分布は拡散して合、as-depo 膜はアモルファスであり、超伝導

おり、In チェインにより超伝導転移ではない。

を示さない。しかし、アニールすることで、多結晶化し、低キャリアにも関わらず、超伝導を示すことを観測した。
前回の報告では、アニールした重量比 x=0.01の膜における結晶性と超伝導転移温度 Tc との相関と、x やアニール温度 Ta、アニール時間

ta が異なる全ての膜の結果からキャリア数 n とTc との相関が見られた。ただし、Ta=200 ℃で固定し、ta を変えた x ≧ 0.025 の膜では、超伝導が観測されなかった。
今回は、x=0.025 の膜での超伝導の観測のため、Ta の範囲を広げ、測定を行った。下図は、その結果を含めた、すべての膜の Tc とE-5

FIB 法により作成された擬一次元 In/Mo 超伝導体の輸送特性
九大院理 A , NICTB , 九大高推センター C

田崎茂A , 江崎翔平 A , 牧瀬圭正 B , 山

田和正 A , 小久保伸人 C , 篠崎文重 A
我々は、擬一次元 In/Mo 超伝導体の輸送特性

厚の異なる細線の結果、R-T 特性および、臨の解明を目的とし、In/Mo 薄膜を FIB(Foucus

界磁場の温度依存性と細線の次元性を議論する。

Ion Beam) 技術により幅数 100nm 程度の細線に加工し、その輸送特性について研究を行っている。2 次元試料の作成には MBE 装置を1.2

用い、SiO2 /Si 基板上に Mo を 50 Å、In を

10∼20 Å蒸着した。その後保護膜として SiO
を 200 Å蒸着し、FIB 加工により細線化した。右図の挿入図は作成した試料の模式図であり、FIB 加工した細線部分を含む R2 と、未加工の 2 次元試料のみからなる R1 が同時に測定できるように端子を、蒸着時にメタル

R(T)/R(8K)1.0● : R1▲ : R2

0.8
0.6
0.4

R1

R2

I+

I-

マスクを用いて成型した。グラフは、In 膜
厚＝ 20 Å膜の結果で、未加工部分 R1(T onset ∼=0.2

3.3K) と細線加工部分 R2 の RT 曲線を比較し

0.0
1.0 2.0 3.0 4.0 5.0 6.0
T(K)

V1+

V1-,2+

V2-

c,2D

たものである。加工部分の R2 に細線部分の超伝導転移と思われる、緩やかな抵抗の下がり(T onset ∼= 4.5K) が見られた。講演では、In 膜
c,1D

41

E-6

アモルファス NbGe 超伝導膜における臨界電流と形状効果
九大理 A , 九大院理 B , 九大高等教育セ C
篠崎文重

尾堂智隆A , 多持洋孝 B , 小久保伸人 C ,B

第二種超伝導体の臨界電流は、超伝導体に内方、低磁場では、大小関係が逆転し、ストレー

在する不純物や欠陥などピン止め中心の強さだ

ト試料の臨界電流が大きい。講演では、磁束量

けでなく、試料端の形状にも依存することが指子の侵入過程とエッジ形状の違いから議論する。

摘されている。本研究では、ピン止め特性が極0.06

straight
zigzag

めて弱い超伝導材料（アモルファス NbGe 膜

V（Tc=3.9K、厚さ 300nm））を用いて、試料端0.2mmの形状が異なる二種類の試料を微細加工で作
0.04

製することにより、臨界電流に与える形状効果
Ic(mA)

を系統的に調べた。図のインセットに作製した試料の模式図を示す。試料端を直線のブリッジに加工した試料（右）と試料端をジグザグ（5

V
I

5μ
μm

0.02

μ m 周期）に加工した試料（左）を用意した。

2.5 K で得られた臨界電流の磁場依存性をメイ
ンパネルに示した。磁場は膜面に垂直である。
いずれの試料でも、臨界電流は印加磁場の増加

0.00
0.8

1.6

2.4

に対して減少し、２ T 付近で小さなピークをµ0H(T)

示した後、急激に減少した。0.6 T 以上の高磁図： 2.5Kにおける臨界電流の磁場依存性場では、臨界電流の大きさはストレートの試料がジグザグ試料に比べてわずかに小さい。一E-7a-NbGe 超伝導膜における磁束格子フローと磁気相図
九大理 A , 九大院理 B , 九大高等教育セ C

下岡孝明A , 吉村哲也 B , 小久保伸人 C ,篠崎文重 B
第二種超伝導体の磁束格子の方位は、静的な磁場及び第 2 臨界磁場 (HC2 ) 近傍の高磁場にお場合、超伝導体を構成する母体原子配列の対称

いて平行な格子方位が現われることがわかった。

性や超伝導秩序パラメータの異方性など微視的

5=206
=9:
7H
H
D <9: H4
BC 89:@ A?
>9:
H:9: 89: 89; <9: <9; =9:
EF GH 
:
  "#$%& H '()*+,-. /H '! 
,*+(). 0123!

な環境で決まる。これに対し、電流で磁束を駆動すると、微視的環境から受ける影響が有効的0に減少するため磁束のフロー状態特有の方位C2H運動が期待される。これまでアモルファス (a-)µ

超伝導膜において、磁束格子の格子方位が運動方向に揃う平行な方位と、直交する垂直な方位が存在すること、温度や磁場を変化させるとこ

Perpendicular
Orientation

Parallel
Orientation

L

れらの間で回転が起こること、さらに印加した磁場を傾けることで方位の回転が起こることをモードロック共鳴実験から見出してきた。
今回 a-NbGe 超伝導膜 (Tc=4.1K) における格子方位の温度磁場相図を傾斜磁場下で作成したL(図)。磁場は面直から電流方向へ 20 °傾けた。広
い温度磁場領域で垂直な格子方位が現われ、低

42

H

E-8

2,3 次元 In2O3-ZnO 膜の磁気抵抗に及ぼす熱処理効果
九大理 A , 九大院理 B , 情通機構 C , 九大高等教育セ D , 出光興産先進研 E 日高和也A ,江崎翔平 B , 牧瀬圭正 C , 山田和正 B , 小久保伸人 D , 篠崎文重 B , 苫井重和 E , 矢野
公規 E , 中村浩昭 E(In2 O3 )1−x − ZnOx は ITO や IO 同様縮退

アニール時間 2min. の ∆σ(T,H) の実験結果

半導体であり、金属にも匹敵する高い電気伝導を示す。温度減少と共に ∆σ ∝ lnH の領域度を持つ。一方、キャリア数は金属に比べ約が広がる。この傾向は理論と定性的に一致す

２桁小さい。τso À τin (T) を満たす乱れた２る。しかし、T=2.0K で低磁場データに合わ

次元系（τso ,τin はそれぞれ、非弾性散乱時間、せた理論曲線からわかるように、高磁場領域

スピンー軌道散乱時間）における磁気伝導度

では、実験値は理論に比べ約１桁小さい。挿∆σ = R□1(H) − R□1(0) は、電子局在効果により
e2
十分高磁場・低温で、∆σ = πh
H で与えられ

入図には低磁場の様子を示す。講演ではこの不一致の原因、３ D の結果も合わせて議論する。

ように２ D 系・量子補正の特徴は系の乱れ程

5

度によらず普遍常数のみで与えられる。
今回われわれは ZnO 濃度 x=0.025、膜厚d=25nm,350nm の膜を大気中でアニールし、乱れ程度を変化させ、磁気抵抗に与える熱処

Δσ [µmho]性は多数の実験によって支持されている。この6

Δσ [µmho]

7

ることが理論的に示されている。この磁場依存

4Theory
2K
4.5K
10K
20K

0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0
0

2.5

5

7.5

10

H [mT]
3
2
1

理効果を調べた。熱処理で酸素欠損は減少し、そのためキャリア数は減少する。同時に散乱

00.0001

0.001

0.01

0.1

1

H [T]

機構も変化する。図に熱処理温度 Ta=228 ℃、

E-9

金属ガラス Cu27.5Zr65Al7.5 の構造
九州大学大学院 A , JAEAB , SPring-8C

山口展史A , 武田信一 A , 川北至信 B , 尾原幸治 C , 小原真司 C

CuZr 合金系は溶融相から急冷することにして、今回は Reverse Monte Carlo(RMC) 法

より金属ガラスを形成することが知られていを用いた構造モデリングを行った。我々が測定る。金属ガラスは従来の合金と比べて耐蝕製、した CuZr2 及び Cu27.5Zr65Al7.5 の X 線回折

強靱性、軟磁性に優れており、また過冷却液体実験から得た静的構造因子を元に RMC モデリの状態で安定し鋳型での鋳造が可能といったよングを行ったところ、両者には基本的な構造にうな利便性をもつため、その物性が盛んに研は大差がないものの二体分布関数 g(r) の第２究されている。

CuZr2 のガラス構造中にはピークに若干の差がある。Al がガラス形成能に

2,3,5 回回転対称性をもつ 20 面体クラスターの存在が指摘されており、特に５回対称によって長距離秩序が形成されにくいことがガラスの安どのように寄与しているかに着目して議論する。

定性に寄与していると考えられている。また、

CuZr 合金系に Al を添加するとガラス形成能が高くなることが分かっている 。

我々はこれまでに Cu27.5Zr65Al7.5 の X 線非弾性散乱実験を行い、縦音響 (LA) モードと横音響 (TA)
モードの二つのモードを観測した。動的ダイナ
ミクスと静的構造を関連づけることを目標と

43

E-10

室温イオン液体の構造
九大院理 A , 原子力機構 J-PARCB , JASRI/SPring-8C , 京大院理 D , PALE
脇阪有衣子A , 島倉宏典 A,B , 尾原幸治 C , 川北至信 B , 小原真司 C , 八尾誠 D , 永
谷清信 D , Y.J.ParkE , 武田信一 A

本研究ではイオン液体

1-Buthyl-3-

methylimidazolium
Hexaﬂuorophosphate（[c4mim][PF6]）の構造を調べるため X 線回折実験を行った。

4
3.5
3
2.5
S(Q)

実験は Spring-8 の BL04B2 の 113.4keV の高エネルギー X 線、および韓国の Pohang Ac-

2
1.5
1

celerator Laboratory（PAL）のビームライン
3C2 XRS I の 8.05keV の X 線を用いて透過法
で行った。

0.5
0
-1
-0.5

1

3

5

7

9

11

13

15

Q

図１：構造因子S(Q)
図１：構造因子S(Q)得られた構造因子 S(Q) 図１に示す。構造因子 S(Q) から得られた二対分布関数 g(r) 図２に示す。二対分布関数の 3.5 Å以下は主として

4.5
4[c4mim][PF6] のイオン内相関を、それ以上の範囲ではイオン間相関を示していると考えられる。

3.5
3
g(r)

2.5
2
1.5
1
0.5
0
-0.5 0

1

2

3

4

5

6

7

8

9

10

11

12

ｒ

図２：二対分布関数g(r)図２：二対分布関数g(r)E-11

銀ハライドにおける非アレニウス型イオン伝導の解析
熊大院自然科学 A

犬童貴樹A , 安仁屋勝 A

高いイオン伝導率を持つ物質の多くは, イオン伝導率について典型的なアレニウス型の温度依存性を示す。しかしながら, いくつかの銀ハライドイオン導電体において, 単純なアレニウス則に従わないことが報告されている [1]。この現象は通常 defect chemistry の観点から格子欠陥の相互作用によるものとして議論されている。今回の研究では, Zwanzig によって提唱された速度自己相関関数のモデル [2] を改良して非アレニウス型イオン伝導を議論する。当モデルによると, イオン伝導率は次のように書ける。

(
)
(Ze)2
1
1
1
σ=
n(T )
+ +
f mω 2
τA
τi
τj

(1)

ここで, Z は価数, m は質量, f はハーベン比, n(T ) は可動イオンのキャリアー数, ω は振動数である。また, τA , τi , τj はそれぞれの拡散プロセスに対応した緩和時間である。

References[1] J.-S. Lee, S. Adams and J. Maier: J. Phys. Chem. Sol. 61 (2000) 1607.
[2] R. Zwanzig: J. Chem. Phys. 79 (1983) 4507.

44

13

E-12

イオン結晶の弾性スティフネスと結合性の温度依存性
熊大院自然科学 A

貞国治人A , 安仁屋勝 A

AgCl や AgBr が示す物性は，同じ結晶構造を持つアルカリハライドのものとは大きく異なる。
例えば，銀ハライドは，低い融点や高いイオン伝導度をもつ。この差異は結合性の違いにあると考えられる。物質の結合性を知る上で，弾性定数を調べることは非常に有効である。そこで，今回の発表では，弾性スティフネス定数の温度依存性から物質の結合性について考察する。
弾性定数の温度依存性の記述において，次の関係式 [1] がよく使われる。

(
M (T ) = M0

V (T )
V0

0
)−δM

(1)

ここで，M は弾性定数，V は体積，δM は各弾性定数に付随する Anderson-Grüneisen 定数である。
下付きあるいは上付きの添字 0 は，基準温度としてとる室温における値であることを示す。発表時には，上式を用いて解析したイオン結晶の弾性定数の温度依存性を結合論の観点から議論する。加えて，結合の揺らぎが重要な役割を果たすイオン伝導の温度依存性との相関についても考察する。

Reference[1] A. Vijay, T.S. Verma: Physica B 291 (2000) 373.

E-13イオン導電体におけるイオン輸送の活性化エネルギーと非線形光学
定数
熊大院自然科学 A

池田祥典A , 安仁屋勝 A

我々は固体中のイオン拡散現象と非線形光学定数の間に存在すると考えられる相関について研究を行っている．固体中のイオン伝導を説明するモデルの一つである結合揺らぎモデルの予測から，
非線形光学定数の増大はイオン拡散し易い状況の形成，活性化エネルギーの減少につながると考えられる．
今回の報告では，ハロゲン導電体として知られる CaF2 型構造を持つイオン導電体，Ag 導電体の Ag2 O-B2 O3 ガラス，Na 導電体の Na2 O-B2 O3 ガラスのイオン伝導の活性化エネルギーと非線形光学定数の関係について考察する．結合揺らぎモデルの予想通り，これらの物質で非線形光学定数の増大と共に活性化エネルギーが減少する．
半導体でよく用いられる非線形光学定数を予測する Sheik-Bahae の式によると，非線形光学定数は線形屈折率 n0 とエネルギーギャップ Eg の 4 乗に反比例する．一方，n0 と Eg は Reddy の経験式で n0 = −lnAEg と関係付けられる．ここで，A は物質の結合性を反映する量である．A は電子雲の変化のし易さに起因する結合揺らぎの増大に伴って増加する性質を持つ．今回調べた全ての系で，A の増加と共にイオン伝導の活性化エネルギーが減少した．更には，Sheik-Bahae の式から，A の増加によって非線形光学定数も増加することが分かる．これらのことから，イオン導電体
は高い非線形光学定数をもち易いという性質の背景が明らかになった．

45

E-14

第一原理分子動力学法による高圧下における液体 Se の半導体-金属
転移
熊大院自然 A大村訓史A , 下條冬樹 A

液体 Se や液体 Te などの 6 族元素液体に関しては、半導体-金属転移 (SC-M 転移) に関連した構造変化に関する研究が盛んに行われてきた。
最近、液体 Se の粘性の測定実験が行われ、加圧に伴う粘性の減少が報告された。そこで我々は、
液体 Se の SC-M 転移に伴う構造変化、動的性
質の圧力変化に加え、転移点よりさらに高圧領域における構造の圧力依存性を第一原理分子動力学法を用いた計算機シミュレーションによって調べた。図は計算から得られた粘性係数の圧力依存性である。この図から液体 Se が 5GPa付近で半導体から金属に転移している事が分かる。我々は、金属化の起こった後の液体 Se が液体 Na などの等方的な構造ではなく、各原子が特徴的なシェルに囲まれている特殊な構造を持つことを見出した。講演では液体 Se の静的構
造、動的構造の圧力依存性に加え、液体 Te との相違点についても議論する予定である。

E-15

金属基板を覆うヘリウム膜上 2 次元電子系の輸送特性
九大理 A

中西倫宏A , 金崎直史 A , 矢山英樹 A

液体ヘリウム上には非常に理想的な２次元のは減少している。これにより、金属表面を覆う

電子系を作ることができ、この系を用いて様々

ヘリウム膜上に電子が乗っていることがわかる。

な実験が行われてきた。そのひとつの発展として固体基板を覆う超流動ヘリウム膜上に電子を乗せる試みがなされている。この下地の固体基板が誘電体の場合は電子が乗ることが確認されたが、金属の場合には電子が乗るという説と乗らないという説がある。我々はこれを確認するため以下の実験を行った。
金属表面を液体ヘリウム膜で覆い、その表面に電子を供給した。この金属を液体ヘリウムに一部浸漬し、上下させてその表面と液体ヘリ
ウムとの間で電子を移動させることを試みた。
図はその時の液体ヘリウム上の電子密度を測定した結果である。基板を下げると表面を覆うヘリウム膜上の電子が流れ出てバルクヘリ
ウム上の電子密度が上昇し、逆に基板を上げると戻っていき、バルクヘリウム上の電子密度

46

E-16

機械式冷凍機を用いた液体ヘリウムフリー希釈冷凍機の振動解析
九大理 A , 株式会社低温技術研究所 B

金崎直史A , Ali G. HafezB , 矢山英樹 A

液体ヘリウムフリー希釈冷凍機は、10 mK

い る た め 、x 方 向（ 水 平 方 向 ）に 固 有 振 動

オーダーの超低温を作り出す装置であり、循

を し て い る 。改 良 前 の ス ペ ク ト ル に は 、x

環ガスの予冷を GM 冷凍機により行っている。

方向の固有振動である 15 Hz 以下の大きGM 冷凍機が発生する振動は、発熱や、測定の際のノイズの原因になるため、振動低減が望まれる。しかし、これまでに報告されている振動

な ス パ イ ク が 見 ら れ る が 、上 記 の 改 良 に より、こ れ を 大 幅 に 低 減 す る こ と が で き た 。

解析は、すべて、z 方向（鉛直方向）のみの解析である。
今回、希釈冷凍機中の Mixing chamber で起こる微小な振動を軽減するために、無冷媒希釈冷凍機のフレームと Mixing chamber に改良を施し、3 次元振動解析を初めて行った。具体的な改良は次の二点である。
１．希釈冷凍機を支えるフレームの対角線
上に、新たなサポート部品を追加。
２．Mixing chamber を FRP で 4 K シー
ルドに固定。
この 2 点の改良を加える前後での 3 次元振動のスペクトルを下図に示す。
希 釈 冷 凍 ユ ニット は 、吊 り 下 げ ら れ て

E-17

タングステン磁気抵抗熱スイッチの特性
九大理 A

金田大輝A , 八山陽介 A , 矢山英樹 A
桁大きいことがわかった。この原因は現在不明

極低温領域では熱流の制御には熱スイッチが不可欠である。現在主に熱スイッチに用いられである。

ているのは機械的熱スイッチ、ガス伝導式スイッこれらの結果から、熱スイッチとしては、単チ、超伝導熱スイッチなどである。今回我々は結晶を用いる必要があることが明らかになった。

タングステンが磁場中で熱伝導率が小さくなることに着目し、熱スイッチとして利用できるかの実験を行った。
単結晶タングステンは入手が困難であること、形状加工が難しいことから、我々は多結晶タン
グステンで実験を行い単結晶の結果と比較した。
実 験 は 直 径 0.7mm、長 さ 150mm、純 度

99.95%の多結晶タングステン線をらせん状にした試料を用い、熱伝導率の測定は定常法で行った。
図は多結晶タングステン線における熱伝導率の温度依存性を示す。ON STATE における熱伝導率は単結晶の場合に比べて約 3 桁小さいことがわかった。これは実験に用いた試料が多結晶であることが原因と考えられる。OFF STATE
における熱伝導率は単結晶の場合に比べて約 1

47

会場 F
領域 4, 5, 7, 9, 10F-1

誘電率測定から見たマルチフェロ物質 CuO のスピン・電荷強相関佐賀大学大学院 A

中内淳A , 藤原理賀 A , 鄭旭光 A

佐賀大グループは CuO において、強いスピT N2ン・格子・電荷の相関が存在することを発見し

T N1

昇温

キャリア少

た [1][2][3][4]。後に螺旋状磁気秩序が強誘電秩

降温ε'

序を誘起するマルチフェロ物質として再注目された [5]。今回我々は CuO の磁性と強誘電性の強い相関に電荷が及ぼす影響を調べるため誘電キャリア多率測定を行った。図 1 はキャリア濃度の異なる
205

CuO 焼結体サンプルの誘電率温度依存性であ

210

215

220

225

230

235

T (K)
図 1. キャリア濃度の異なる CuO 焼結体サンプルにおける誘電率の温度依存性る。両サンプルで磁気秩序温度の T N1 =230Kと TN2 =213K で誘電率に異常が見られ、かつ昇8.9

温と降温時に履歴が観測された。この履歴の大

8.8
8.7

かった。また図 2 はキャリアの少ないサンプルに

8.6

ε'

きさはキャリア濃度の違いで変化することが分
おいて昇温・降温速度を変えた結果である。速度

8.5
8.4

が遅くなるにつれ履歴が減少し、昇温と降温時

8.3における履歴はキャリア濃度と昇・降温速度に依8.2存することが分かった。 詳細は当日報告する。

8.1
205

1kHz e' heating (3.83K/min)
1kHz e' heating (0.34K/min)
1kHz e' heating (0.02K/min)
1kHz e' cooling (0.02K/min)

210

215

220

225

230

235

T (K)
図 2. キャリアの少ないサンプルにおいて昇・降温速度を変えた
結果[1] X. G. Zheng et al., Phys. Rev. Lett. 85 (2000) 5170-5173.
[2] Zheng et al., J. Phys. Soc. Jpn. 70 (2001) 1054-1063.
[3] Zheng et al., J. Appl. Phys. 92 (2002) 703-2708.
[4] Yamada et al., Phys. Rev. B 69, 104104 (2004) 1-7.
[5] T. Kimura, Y. Seiko, H. Nakamura, T. Siegrist, and A. P.
Ramirez: Nature Mater. 7 (2008) 291.

48

F-2

放射光光電子分光による歯科合金上 L-システイン薄膜の電子状態研
究
佐賀大学シンクロトロン A , 大阪歯科大物理 B

吉田哲A , 小川浩二 A , 一宮正義 B ,辻林徹 B , 高橋和敏 A , 東純平 A , 鎌田雅夫 A
歯科用金合金は主に金・銀・銅・パラジウムによって構成されており，生体親和性や細菌の付着の容易さ・変色問題などが重要な問題となっている．生物体（食物）の主要成分であるタンパク質はアミノ酸からできているので，歯科用金合金と代表的なアミノ酸の L-システイン膜との結合状態を放射光光電子分光により分析することを本研究の目的とした．光電子分光測定は九州シンクロト
ロン光研究センターに建設した佐賀大学専用ビームライン BL13 の PGM ステーションで行った．

PGM ステーションでは光子エネルギー範囲 2-150 eV の放射光光電子分光測定が可能である．ロードロックに於いて三種類の歯科用金合金を基板として L-システイン膜を通電加熱した Ta ボートより約 5 Åの膜を真空蒸着した．蒸着後真空を破らずに測定室に移送して，光電子測定を行った．
基板とした歯科用金合金は歯科鋳造用金合金のタイプ１，K14 および MC12 の三種類で，タイプ１と K14 の主成分は金・銀・銅で，K14 には数％のパラジウムを含む．MC12 の主成分は銀・銅・パラジウムであり，数％の金を含んでいる．0.5 ｋ V の Ar ＋イオンスパッタにより表面清浄化を行った．より厚いシステイン膜 [1] と比較すると，タイプ１と K14 上では新たな光電子ピ−クが 2

eV 付近に現れた．これは結合状態に起因するピークだと考えている．一方，MC12 基板上のシス
テイン薄膜においては 2 eV 付近のピークは見られなかった．これは結合状態が基板に依存しているためと考えている．[1] M．Kamada, et al., J. Phys, Soc. Jpn, 79 (2010) 034709.

F-3

AgI-AgPO3 の構造
九大院理 A , 日本原子力研究開発機構 B , 高輝度光科学研究センター C 安永晃教A ,川北至信 B , 武田信一 A , 島倉宏典 A , 小原真司 C

AgPO3 は四面体構造を形成し、AgI は局所構造を有したまま、ガラスの不均質な構造のモデルがこれまで提案されている [1]。
今回は (AgI)x(AgPO3)1-x の構造を調べる
25

目的で、大型放射光施設 Spring-8 の BL04B2
ビームラインで、X 線回折による構造測定を

20

RDF

行った。室温における、(AgI)x-(AgPO3)1-x の15

動径分布関数 RDF を下図に示す。図のピークについて、r = 1.5 Åは P-O 相関を、r=2.4 Å

10付近は Ag-O 相関を、そして r = 2.8 Åは Ag-I

x=0.1
x=0.2

5

相関を、それぞれ表している。各原子の相関に

x=0.3
x=0.4

関する詳細は講演内で述べる。

00[1]J.Kawamura, N.Kuwata, Y.Nakamura,
T.Erata, T.Hattori;Solid State Ionics 154-

49 155(2002)183

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5

5

F-6

延伸された高分子ポリアニリン膜の電気輸送特性
九州大学理学部 A , 九州大学大学院理学府 B , 高等教育開発推進センター C , 物質・材料研究機構 D , 出光興産株式会社

先進技術研究所 E

源島久志A , 滝川陽介 B ,山田和正 B , 小久保伸人 C , 篠崎文重 B , 安田剛 D , 坂東徹 E , 黒田憲寛 E , 中村浩昭
E

ポリアニリン (PAni) は導電性高分子の一膜のσと共に異方性についても言及する。

種である。今回、ドーパントとしてスルホコハ

100

100

ク酸エステルを用いて PAni 試料を作成し、ポリプロピレン基板にスピンコート後、延伸させ

n=1

10

たところ膜厚が薄くなっているにもかかわらず

1
0.002

電気伝導率の向上が確認できた。そのため、輸送特性を調べるため電気伝導率σの温度依存性

0.004

0.006

0.008

が提唱した理論では非晶質での電気伝導率σ

0.1

0.1

100

100

1
0.05

(n = 1)、およびホッピング伝導型の電気伝導率σと T1n の関係を示す。図からわかるように

0.18

0.2

0.22

n=4

10

0.06

0.07

0.08

0.09

1
0.23

0.1

0.25

0.27

0.29

0.31

0.1

0.1

1
2

図：Pani試料5倍延伸における伝導率σと1/Tnのグラフの間に存在すると考えられる。講演では、延伸

F-7

0.16

σ
(S/m)

σ
(S/m)

なる。グラフには 5 倍延伸において、熱活性型

最も直線になっているものは n = 1 と n =

n=2

10

1
は、σ∝ exp(− T1n )(n = d+1※ d は次元) と

1
0.14

0.01

を測定した。高分子の電子伝導では、局在した電子におけるホッピング伝導が生じる。Mott

n=3

10

σ
(S/m)

σ
(S/m)

導電性高分子膜におけるゼーベック係数のドーパント量依存性
九州大学理学部 A , 九州大学大学院理学府 B , 高等教育開発推進センター C , 出光
興産株式会社 先進技術研究所 DC

B成清敬史A , 滝川陽介 B , 山田和正 B , 小久保伸D人 , 篠崎文重 , 坂東徹 , 黒田憲寛 D , 中村浩昭 D
高分子ポリアニリンは大気中で安定であり、S が減少しており、また導電率σが低いとこ

もともと絶縁体である。しかし、ドープする

ろではゼーベック係数 S が急激に増加していことで電気を流すようになる。今回我々が測ることが見て取れる。しかし、導電率が 5 桁定した試料は、第 1 ドーパントにスルホコハ

ほど変化しているのに比べると、ゼーベック

ク酸エステル、第 2 ドーパントに m-cresol を

係数 S の変化は 2 倍ほどである。本講演では用いたものである。我々が測定した高分子ポ

ホール測定で得られたキャリア密度とゼーベッ

リアニリンはドープ量を変化させることによっ

ク係数 S の関係について講演する予定である。

て 5 桁ほど抵抗率ρが変わる。そのメカニズ

S-σ
13

ムを知るために、ゼーベック係数 S を測定し1211

れ、ゼーベック係数 S を測定することで、キャ10
S [µV/K]

た。ゼーベック係数 S は S=△ V/△ T で定義さリアの種類とキャリア密度に関する情報が得98られる。図は導電率σとゼーベック係数 S の7関係を示したものである。これよりキャリア

6の種類はホールであることが分かる。そして、

541

導電率σが増加するにつれてゼーベック係数

10

100

1000
σ [1/Ωm]

50

10000

100000F-8

多結晶酸化物半導体 In2 O3 -ZnO の有効ホール移動度と結晶粒界
九大理 A , 九大高推セ B , 出光 C
AC

, 矢野公規 , 中村浩昭

松本直樹A , 山田和正 A , 小久保伸人 B , 篠崎文重

C

乱れの多い半導体は興味深い研究対象であ

ここで EB は結晶粒界面の活性エネルギーでる。今回、乱れの多い低移動度 In2 O3 -ZnO のある。この式は ZnO で良くあっている。このホール移動度の温度依存性を測定したので報告

式をフィットし、点線に示した。EB はそれぞする。In2 O3 に対し ZnO を質量比 0-2%混ぜれ、19meV, 86meV, 60meV, 78meV であった。

ターゲットを作成、ＤＣマグネトロンスパッタ
法によりアモルファス薄膜 (25nm) を作成した。

10-3

それを 300 ℃で３時間アニールし抵抗率の高い

m H(m2V-1s-1)試料を得た。低温で抵抗率およびホール効果の測定を行った。抵抗率の温度依存性は熱活性型である。ホール効果の測定から求めた移動度を
ホール移動度とよぶ。ホール移動度はドリフト

T -1/2exp(EB/kBT)

10-4

移動度と一致するとはかぎらない。図にホール
移動度の温度依存性を示す。Seto らは、結晶粒界面の熱電子放出モデルによりホール移動度µ = eL(2πkB T )−1/2 Exp(EB /kB T ) を求めた。

F-9

0.004 0.006 0.008 0.010 0.012
1/T (1/K)

Ni ナノコンタクトにおける極低温下微分コンダクタンス測定
九大院工 A , 金沢大教育 B , 九大稲盛フロンティアセンター C

中島尚也A , 家永紘

一郎 A , 稲垣祐次 A , 河江達也 A , 辻井宏之 B , 木村崇 C

2

1.5とが予想されるが、コンタクト部分に磁壁が形成される可能性も指摘されている [1]。そこで、

Ni を用いて強磁性金属原子内のスピン配向に

dI/dV[2e2/h]

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

1

0.5

0
0

20

40

60

80

100

120

Vp iezo [mV]

由来する現象の制御・観測を目的として、微分1.8コンダクタンス測定を行った。

1.7

上図は 4.2K において、ブレークジャンクショ

dI/dV[2e2/h]

1.6

ン法 (MCBJ 法) を用いて作製した Ni ナノコン
タクトの、破断カーブ（V =0[mV]）である。
下図は破線領域内において測定した微分コン
ダクタンス（V = ±100[mV]）であり、典型的

1.5
1.4
1.3
1.2
1.1

な Fano カーブを示している。この変化は近藤

1共鳴を示唆する可能性があり、当日は考察を含

0.9

め、一連の結果について報告する。

0.8
0.2
-50

[1]P. Bruno Phys.Rev.Lett. 83 2425(1999)

51

-25

0

V [mV]

25

50

会場 G
領域 1, 11G-1

量子ウォークの周波数変調モデル
佐賀大学大学院工学系研究科 AA

平良豊 , 遠藤隆

當間光A , 草場祥 A , 香月健一郎 A , 豊島耕一 A ,A

近年量子ウォークは、量子情報への応用が期待されており、関心が高まっている。始めに、１次元（x 軸）上に並んだ一定間隔 ∆x の格子点の間を拡散する量子ウォーク（ＱＷ）を考える。ここで ẑ −1 は、k 番目の格子点 |k 〉から隣接点 |k + 1〉に移す演算子である。この場合、変位 x0 の移動は、ユニタリー変換 Û = exp(x0 (ẑ −1 − ẑ)/2∆x) で与えられる。この変換に対する厳密解は既に知られているが、両側 z 変換を用いると、簡単に計算できる。すなわち、｜k 〉を z −k に対応させると、 ẑ −1 は単に複素数（スカラ） z −1 をかけ算することになり、ベッセル関数の公式∑
exp(m(z −1 − z)/2) =Jk (m)z −k を用いて波動関数の時間変化が求まる。（単純な量子ウォーク
はベッセル関数で表すことができる。）さらに z を単位円上に制限すると（z = exp i∆ωt）、 Û が
周波数変調（ＦＭ）に一致する。この対応関係により、量子ウォークと周波数変調の間に等価性があることがわかった。従って、量子ウォークを応用した量子計算に周波数変調を利用できる。さらに、周波数スペクトルを量子状態に対応させることで、様々な量子力学のシュミレーションを容易に実行できる可能性がある。講演では、量子ウォークの周波数変調モデルとして２つの例を示す。

52

G-2

位相変調による量子ウォークの制御
佐賀大学大学院工学系研究科 AA

平良豊 , 遠藤隆

草場祥A , 當間光 A , 香月健一郎 A , 豊島耕一 A ,A

1 次元空間（x 軸）に一定の間隔 ∆x の格子点から成る系を考え、隣接格子点間のみが結合しているとする。時刻 t = 0 で、原点（k = 0）に置かれた粒子の確率分布は、時間に比例して拡散する。
∑−1
これを量子ウォークと呼ぶ。この解は、ベッセル関数の公式 exp( m− z)) =Jk (m)z −k を2 (z用いて表すことができることが知られている。我々は、これ以外の様々な初期状態に対して、数値解析によってシミュレーションを行った。
シミュレーションでは、ハミルトニアンを 100 × 100 の行列で表し、一定の幅を持つ広がった初期状態がどのように運動するかを調べた。その結果、左右に広がる解ではなく、波束が一定の速度で運動する解が得られた。これは、初期状態の各点から広がった解が干渉した結果であり、量子ウォークが位相に対して敏感に変化することを示している。また、端点があると、そこで波束が反射することもわかった。
この他に、ある 1 点の初期状態から拡散した波束を、ある時刻に一斉に位相シフトすることで、元の状態へと戻すことができると予想されるので、この現象を数値計算によって確認した。

G-3

CNT からの電界放出に伴う光の特性
佐大院 工学系研究科

A

岩松亮A , 帆足亮太 A , 豊島耕一 A , 遠藤隆 A , 平良豊 A

近年、次世代の材料として期待されている

carbon nanotube（CNT）の物理特性の研究が飛躍的に進んでいる。CNT とは、グラフェン
シートを円筒状に丸めたものであり、単層のもの（SWCNT）と多層のもの (MWCNT) が存在する。今回、私たちは SWCNT の電界放出
における発光現象に着目し、その偏光特性などを調べた。SWCNT を真空中に設置し、−800 − 1500V の電圧をかけ、電界放出に伴う発光を観測し、冷却 CCD カメラを用いて、偏光の測定・解析を行った。Fig.1 は、今回用いた

Fig.1

実験装置の略図である。偏光板とウェッジプリ

相対光量

ズムとを組み合わせ、それらを一体として回転

09
0.9
0.8

し、偏光と全光量とを同時に測定した。Fig.2

0.7
0.6

は、今回得られた偏光データである。偏光板

0.5の角度に対する相対光量を示す。相対光量は全

0.4
0.3

光量で規格化している。このデータより電界0.2

放出に伴う発光に偏光があることが確認できた。

0.1
0
0

10

20

30

40

50

60

70

80

90

Fig.2

53

100

110

120

130

140

150

160

170

G-4

電子衝突によるナトリウム様イオンの角運動量移行
宮崎大学 農学工学総合研究科 A , 宮崎大学 工学部 B 秋田健一A , 五十嵐明則 B

角運動量移行（L⊥ ）は散乱面に垂直な角運動量成分の期待値で定義される。この L⊥ は原子やイオンから放出された円偏光した光を散乱電子と同時に検出することで得られるので、散乱角 θ の関数である。電子衝突による原子やイオンの S → P 遷移に注目した場合、この L⊥ (θ) は P 状態の
磁気副準位 M = ±1 への遷移強度の比を表し、次式のように与えられる。

L⊥ (θ) =|f+1 (θ)|2 − |f−1 (θ)|2|f+1 (θ)|2 + |f−1 (θ)|2(1)

ここで、fM (θ) は散乱振幅を表し、−1 ≤ L⊥ (θ) ≤ 1 の値をもつ。
入射電子のエネルギーが低い領域で且つ散乱角 θ が小さいところでの L⊥ (θ) は原子とイオンで様子が異なる。原子については、さまざまな理論及び実験的研究がなされており、その全てでL⊥ (θ) は正の値を示している。これは S → PM =+1 遷移が支配的であることを表している。しかしイオンについては、L⊥ (θ) は正の値だけでなく負の値もとるという理論的な報告しかない。
秋田らは、電子衝突によるリチウム様原子系列（Li, Be+ , B2+ , C3+ ）の L⊥ (θ) を緊密結合法
及び摂動論を用いて計算した。その結果、散乱電子と標的イオン間にはたらく static-exchange ポ
テンシャルが L⊥ (θ) の符号を決めているという報告をしている。他のイオンでもこのような傾向が見られるのか調べるため、同様の計算手法を用いて、ナトリウム様原子系列について計算を行った。計算の詳細や結果は当日に発表する。

G-5

レーザー場におけるポジトロニウムの長寿命化
宮崎大学 工学部 A

脇本裕章A , 五十嵐明則 A , 大崎明彦 A

ポジトロニウムは電子と陽電子からなる水素様の原子である。ポジトロニウムはガンマ線を出して対消滅する。その寿命は、パラ-ポジトロニウム（スピン 0）については 10−10 s, オルソ-ポジトロ
ニウム (スピン 1) については 10−7 s 程度である。消滅速度は陽電子と電子の接触確率で決まる。一方、高周波数で高強度の単色レーザー場中の原子の電子分布は、2 原子分子のように２つに分かれて局在するようになり、レーザーによるイオン化速度が小さくなることが知られている。ポジトロ
ニウムの場合には波動関数が分裂することで、電子と陽電子の接触確率（消滅速度）が小さくなり、
レーザーを利用することで寿命を延ばすことが期待できる。Lima 等 (J. Phys. B42, 055601,2009)
は、普段に使われるレーザーでさえ４ケタも寿命が延びると報告している。しかし、彼らの見積もりにはいくつかの近似が用いられているため、実際に時間依存のシュレディンガー方程式を解くことにより彼らの結果について検討した。結果として、普段に使われているレーザーでは、ほとんど寿命が伸びないことがわかった。しかし、レーザーが高周波数、高強度になれば長寿命化は起こる
はずなので、どんな周波数と強度でどれほどの長寿命化が起こるのかをシミューレーションで調べる。

54

変形 S=1BLBQ 鎖における相転移と SU(3) 対称性

G-6

九州大院理 A輿石健二A , 野村清英 A

VBS 状態を固有状態にもつ次近接相互作用ハミルトニアン [1]【このハミルトニアンを、変形 S=1 bilinear-biquadratic(BLBQ) 鎖と呼ぶ】

Hp =

∑1
i

2

(Si · Si+1 +Si+1 · Si+2 )+に対して、次の β∑

1 − 4p[(Si · Si+1 )2 +(Si+1 · Si+2 )2 ]+p[Si · Si+2 −(Si · Si+2 )2 ]6(1)

i 1/2(Si · Si+1 ) の項を付け加えたハミルトニアン

Hp + β∑1i2(Si · Si+1 )(2)を p と β をパラメタとして数値解析を行った。
このモデルでは、p=0、β=-2/3 で SU(3) 対称性 [2] を持ち Uimin-Lai-Sutherland(ULS)[3] による厳密解がある。さらに、糸井ら [4] は繰り込み群を使い p=0、β=-2/3(ULS 点) 付近の相転移を調べ、この ULS 点で Berezinskii-Kosterlitz-Thouless(BKT) 的転移が起こることを示した。
我々は、ULS 点周辺の p6=0 の領域でも相転移が起こると考えた。現在、SU(3) 対称性に着目して数値解析を行い、massless 相と Haldane 相の相転移について調べ, その解析結果について議論する予定である。

[1] H.Nakano, and M.Takahashi : Phys.Rev.B 54,9000 (1996)[2] I.Aﬄeck : Nucl.Phys.B 265,409 (1986); 305,582 (1988)[3] G.V.Uimin : JETP Lett. 12, 225 (1970); C.K.Lai : J.Math.Phys. 15,1675 (1974);

G-7

Duﬃng 振動子系の時間相関関数とパワースペクトル佐大医 A , 九大応力研 B , 福岡県立大 C , 九州看護福祉大 D , 福岡女子大 E 富永広貴A ,森肇 B , 石崎龍二 C , 森信之 D , 黒木昌一 E

カオス力学系は、短時間スケールでは決定論的で予測可能だが長時間スケールでは確率論的で ran-dom な運動を行う。長時間スケールの random な軌道がカオス軌道の混合性や粘性などのカオス
輸送現象を生み出す。我々は、それらを捉える中心的な物理量として時間相関関数を採用し、そこに表れる二つの時間スケールによる二重構造を射影演算子の手法を用い解明することなどで、カオス輸送現象の理論構築を目指している。
今回、散逸系カオスを示す最も簡単な力学系である Duﬃng 振動子において、典型的なカオス運
動を示すパラメータで、軌道変数の時間相関関数やパワースペクトルの詳細な数値実験を行った結果、上述した二重構造は時間相関関数において異なった減衰形を持った初期レジームと終期レジー
ムと呼ぶ 2 つの領域として現われることがわかってきた。実は、論文 [2] で、Duﬃng 振動子系では終期レジームはパワースペクトルで見れば Lorentzian で表現される指数関数型減衰の形を取ると主張したのであるが、最近のより詳細な数値計算により実際は stretched exponential 型減衰であることを見出した。また、初期レジームは代数型減衰であることもわかってきたので、ご報告させていただく。
[1 ] H.Mori et al.,Prog.Theor.Phys.109(2003),333.,111(2004),635.
[2 ] H.Tominaga et al.,Prog.Theor.Phys.109(2003),575.,120(2008),635. (e-mail:hirotaka@cc.saga-u.ac.jp)[3 ] R.Ishizaki et al.,Prog.Theor.Phys.109(2003),169.,116(2006),1051.

55

G-8

ローレンツ系の非双曲性と拡大率スペクトル
京都大学情報学研究科 A

宮崎修次A , 松井克仁 A

少数自由度カオス力学系において，軌道不安定性を測る局所軌道拡大率は相空間内の不変集合の複雑な構造を反映して時間的に大きく揺らぐ．その長時間平均はリヤプノフ指数と呼ばれ，その符号が正であることが，実用的なカオスの判定条件となっている．局所軌道拡大率を時間的に粗視化したもの（有限時間リヤプノフ指数）の分布を中心とする大偏差統計に基づいた研究が数多くなされ，非双曲性や分岐点近傍の長時間相関による大きな揺らぎを捉えてきた [1]．最近，共変リヤプ
ノフベクトル [2] を用いて，ローレンツ系 [3] に双曲領域と非双曲領域があることが示された [4]．
ローレンツプロットは双曲性と非双曲性の差を反映するが，局所軌道拡大率のレート関数（拡大率スペクトル）にも両者の違いが現れることを示す．

参考文献[1] H. Mori and Y. Kuramoto, Dissipative Structures and Chaos, Springer, Berlin (1998).
[2] F. Ginelli et al., Phys. Rev. Lett. 99, 130601 (2007) [4 pages].
[3] E. N. Lorenz, Journal of the Atmospheric Sciences, 20 (1963) pp. 130-141.
[4] Y. Saiki and M. U. Kobayashi, JSIAM Letters 2 (2010) pp. 107-110G-9

チャネル内の 2 次元非線形シュレディンガー方程式のソリトンの数
値計算
九州大学 A , 総合理工学府 B , 量子プロセス C

影山祐介A,B,C , 坂口英継 A,B,C

ボーズ凝縮体や光ファイバ内のソリトンの振る舞いは非線形シュレディンガー方程式で記述できることが知られている。本研究では、様々なポテンシャル内のソリトンの運動を数値計算を用い調べる。非線形シュレディンガー方程式のソリトンの研究は 1 次元で研究されていることが多いが、本研究では 2 次元性を考慮し幅のあるチャネル内に閉じ込められたソリトンの運動を考えていく。
初期条件としてギンツブルランダウ方程式より 2 次元ソリトンの定常解を数値計算より求め、非線形シュレディンガー方程式よりソリトンを動かす。ここではポテンシャルを溝形ポテンシャル（チャネルポテンシャル）を考える。幅をだんだん狭めていくようなポテンシャルにおいてソリトンが反射することが確認できた。またソリトンに与える運動エネルギーによって反射するか透過す
るかが変わる。またその臨界エネルギーはポテンシャルの大きさによって変わることがわかった。
また非線形シュレディンガー方程式に対するラグランジアンを考えると、有効ポテンシャル中のニュートン方程式が求まる。またポテンシャルの幅が狭くなると有効ポテンシャルが大きくなることがわかる。初期波数 k が小さいと運動エネルギーが高地と低地のポテンシャル差より小さいと反射される。初期波数が大きいと高地まで乗り上げるがその分速度が小さくなる。
数値計算による結果とラグランジアンより求められる臨界エネルギーやソリトンの高さを比較することにより近似計算の妥当性について考えた。

56

G-10

半導体レーザーと Rb 原子の結合系におけるカオスおよびノイズによる制御 II福岡大理 A中島渉A , 御園雅俊 A , 宮川賢治 A

半導体レーザー（LD）の出力光強度をそのバイアス電流に帰還すると、LD 周波数がカオス的な振る舞いを示すことが知られている。我々は、これまでに、LD 出力光を Rb 原子セルに通して LDに帰還すると、Rb 原子セル透過光強度がカオス的に変動することを示した。今回、我々は LD 周
波数変動を直接的に計測するため、Mach-Zehnder 型光干渉計（M-Z 干渉計）を使用した実験を行った。
実験に用いた LD の波長は約 780.2 nm であり、Rb 原子の D2 線に同調させた。ND フィルターで光強度を下げ、アヴァランシェ・フォトダイオード (APD) で Rb セルの透過光強度を測定した。
この APD 出力を 1.1 ms 遅延させ、LD のバイアス電流に帰還した。
また、LD 出力光の一部を分岐し、M-Z 干渉計に入射させた。M-Z 干渉計は、光路差の異なる 2
つの光路に光を通して干渉させるものである。M-Z 干渉計の出力光強度は光周波数に依存して変化するので、これを利用すれば LD 光周波数を測定することができる。

G-11

アルミニウムの陽極酸化における細孔形成のモデル
九州大学 A , 総合理工学府 B

趙潔A,B , 坂口英継 A,B

アルミニウム陽極酸化における細孔形成モデル アルミニウムを陽極酸化すると表面に酸化アルミニウムの緻密な保護膜ができ、これ以上錆びにくいアルミニウム材料になる。これはアルマイトと呼ばれ、アルミのやかんなどのアルミ容器に古くから利用されている。この陽極酸化で作ったアルマイトの表面にはナノ程度の孔が生じることが電子顕微鏡の観察からわかっている。
この現象は古くから知られているが，その原因などは必ずしもよく分かっていない。 この研究では結晶成長の簡便な数理モデルとして結合写像格子モデルの一種を提案し、デンドライトなどの拡散律速成長を定性的に再現できることを示した。 界面成長現象としてこの問題の新しい点は、ア
ルミニウムと酸化アルミニウムの間の界面と酸化アルミニウムと電解液の界面の２つの界面がある点である。アルミニウム電極は一定の正の電位 V、電解液は０電位に維持されているとすると、誘電体である酸化アルミニウム中で電位はラプラス場を満たすと考えられる。2 つの界面の成長速度が界面の電位勾配の増加関数とすると、酸化アルミニウムと電解液の電位勾配の方向に成長する界面なので、界面不安定性が生じ、凸凹が増大し、細孔に発展する。一方、アルミニウムと酸化ア
ルミニウムの界面は、電位勾配と逆方向に成長する界面なので平らな界面は本来安定と考えられる
が、酸化アルミニウムと電解液の界面が接近してくるとその影響で変形する。逆に，不安定な酸化アルミニウムと電解液の界面は、本来安定なアルミニウムと酸化アルミニウムの界面に接近することで、不安定化が止まる。

57

G-12

沿面放電パターンのシミュレーション
九州大学

A

,

総合理工学府
A,B,C

Kourkouss Mohamed SahimB

量子プロセス理工学,, 坂口英継C

A,B,C

気体（液体）中の放電ギャップの間に絶縁体が存在する場合、中心部に高電圧をかけると、絶縁体の表面に沿って樹枝状の放電路が形成される。この現象は沿面放電と呼ばれている。放電パターンに対しては DLA を拡張した Niemeyer 等の確率モデルも提案されているが、ここではパターンのダイナミクスも調べるために、電気容量 C のコンデンサと電圧依存性を持つ抵抗の決定論的（力学）モデルを考える。抵抗のコンダクタンスσは電圧とともに 2 段の階段状に変化すると仮定する。すなわち、絶縁状態、弱い放電（コロナ放電）、強い放電（沿面リーダー）の間の遷移を念頭において、２つのしきい値により、２段階にコンダクタンスσが変化すると仮定する。このコン
デンサ-抵抗モデルを三角格子の上におくと、放電パターンの時間変動のシミュレーションができる。初期条件には少しランダム性を入れるが、系は空間的には一様となっている。閾値などにラン
ダム性はない。中心の六角形部分の電位を V0 とし、＋電極とする。そして、周囲の六角形 (辺長L) を−電極とし、そこの電位を０に保つ。中心電位と電気容量を変更し、シミュレーションを行った。雷放電では、雷雲と地面との間に放電路が形成されると、一瞬の間に大電流が流れるが、放電路の形成過程は比較的ゆっくりと間欠的に起こる。即ち、放電路先端部 (リーダー) は数十メートル
進んでは数十ミリ秒止まり、また数十メートル進んでという過程を繰り返し、最終的に地面に到達する。この現象はステップトリーダーと呼ばれて古くから観察されているがその原因は十分に理解されていない。我々の簡単な 2 次元モデルでも、放電路の先端の時間変化を調べると、リーダーがステップ的に成長していることがわかった。これは弱い放電（コロナ放電）と強い放電（沿面リーダー）の相互作用が原因ではないかと考えられるが、より詳しい理論的解析は今後の課題である。

G-13

壺モデルでの線形応答におけるサンプル依存性
九大理 A , 東電大理工 B

野口慎平A , 吉森明 A , 小田垣孝 B

Polya の壺モデルは確率過程を表現する

定義することができる。この両者を比較して一つのモデルである。統計物理で用いられるだ、平均とサンプルでの振る舞いがどのようにけでなく、接触感染の拡大や経済成長率の分布異なるのかを調べた。Cole − Cole プロットを説明するのに用いられるなど、社会現象や経すると、χは中心に対してらせん状に落ちてい済現象に広く用いられている。このモデルのくのに対して、χsam は複雑な回転を示した。

特徴は、現在の壺の状態が過去の状態に強く依存していることである。本発表では、壺モデ3ルを特徴づけるパラメタ a に摂動δa cosωt を加Cole-Cole 𥫣箼穖穪
samplemean

2

えた壺モデルの線形応答を調べる。解析する

1

手段として、壺の状態を記述するマスター方

0

程式に連続近似を導入した。こうすることに

-1

Im]e̲

よって、壺の状態を容易に計算することができ-2る。摂動を加えた壺のアンサンブル平均から-3、複素アドミッタンスχ(t, ω) を定義した。一-4方、平均をとらないことで、一つの壺のサン

-5
-4

-3

-2

-1

0

Re]e̲

プルに対して複素アドミッタンスχsam (t, ω) を

58

1

2

3

4

5

G-14

3 次元単成分系のガラス転移
九大院理 A才木将史A , 松井淳 A

等方的な二体間ポテンシャルを持つようなを作り、さらに加圧すると FCC 結晶が形成

単純系で単成分の過冷却液体やガラスが安定されることを見出した。この操作によってガに存在できるのだろうか？ガラスを形成するにラス状態と FCC 結晶の安定性を議論する。

は多成分系を用いることが経験的に知られている。長時間安定な単成分のガラスが実現できる候補として、二つの極小を持つ等方的なモデル
ポテンシャルが考案されている。そのモデルのあるパラメーター領域において、圧力 0 下の冷却過程で結晶化せず、過冷却液体やガラス状態（Tg=0.69/kB ）が安定であることがわかっている。一方、初期状態を F CC 結晶にとった場合、F CC 構造は融点 (T m = 1.43/kB ) 以下で保持される。ガラス状態と F CC 結晶のどちらが熱力学的に安定であるかが問題である。
低温のガラス状態から昇温させて液体状態

G-15

重力下での熱浴で駆動する粉体の非弾性コラプス
九大院理 A

北岸宏之A , 中西秀 A , 坂上貴洋 A

粉体系の最も単純で比較的数値シミュレーショ

シミュレーションは準備中であるが、図のよ

ンの容易なモデルは非弾性剛体粒子系である。

うに有限の弾性定数では衝突頻度が反発係数の

しかし、この系においては有限時間内に無限回関数として、非弾性コラプスに対応する値近傍の衝突が見られる “非弾性コラプス” という現で最大値をとると予想している。この関数は弾象が起きることが知られている。本研究では、性定数 k を大きくするとピークが鋭くなって

重力下で床から熱浴によって励起された非弾性いくと考えているが、剛体極限でこのピークが系の振る舞いに対して、非弾性コラプスがどの発散するか有限に留まるかどうかや、非弾性ような影響を及ぼしているかについて、粉体粒

コラプスに対応する値への近づき方に注目し子の剛体極限をとる事によって調べる。

て、数値シミュレーションを進める予定である。

考える系は N 粒子の１次元非弾性軟体粒子系
であり、１番下の粒子は温度 T の熱浴により励起されている。粒子間に働く力は粒子の表面間距離 x、相対速度 v を用いて、接触中では F =−kx−γv 、非接触状態では F = 0 で与えられる。
その結果、反発係数 r は弾性定数 k および散逸√係数 γ を用いて r = exp(−γπ/ (2k/m) − γ 2 )と表される。このようなモデルで反発係数 r、弾性定数 k 、粒子数 N を変えながら、単位粒子あたりの衝突頻度を、数値シミュレーションに
よって調べる。

59

G-16

同一音高の相関を利用した楽曲の１/f 型スペクトル解析
福教大 物理 A , 九大 芸工院 B

三谷尚A , 井手詩織 B

楽曲の音圧関数 X(t) のフーリエ変換によって、低周波数に 1/ f 型 (S(ω)〜ω−β ) の減衰型スペクトルが持たれることが知られている。以前の支部例会では、１つの音高を中心に振動数がゆっ
くり揺らぐ場合に低周波域のスペクトルが得られるが、指数型減衰等であることを示した。それ以降の研究では、各音が exp(-t) 型の減衰パルスを持つ場合、中間的周波数域においてスペクトルが1/f 型になるという結論を得た。
今回は、楽曲における楽譜を忠実に見る。楽譜の音符は振動数を表している。ここで同一音高を有する音のペアが音の相関関数を決め、次いで、相関関数から Wiener-Khintchin の定理によりスペクトル関数を導出できることを示す。以降、次の相関関数導出の式を中心に考えてゆく：< (X(t + τ ) − X(t))2 >= 2 < X(t)2 > −2 < X(t)X(t + τ ) >. ここに <> は時間 についての平均。
ここで、< (X(t + τ ) − X(t))2 >≡ D(τ )（変化関数） , < X(t)X(t + τ ) >≡ C(τ )（相関関数）と定義。< D(τ ) > の <> では曲全体にわたる平均を取ってもよいが、まず、音高が一致する
音どうしで取られた場合 Dc (τ )、一致しないどうしでの場合 Dnon−c ((τ ) とする。これらと曲全体の平均との関係は、D(τ ) = α(τ )Dc ((τ ) + (1 − α(τ ))Dnon−c (τ ).

ここで、α(τ ) は、ある時間間

Dc (τ ) ≡ 0 であること、および、すべての2
音符の振幅が同じ場合は、C(τ ) = ((C0 ) /2) × α(τ ) を得る

隔 τ に関して、同一音高を有する音のペアの割合。

次いで、Wiener-Khintchin の定理により相関関数 C(τ ) から楽曲のスペクトル関数 S(f ) が求められる。特に相関関数がべき関数の場合 C(τ ) ∝ 1/τ γ , (0 < γ < 1) → S(f ) ∝ 1/f 1−γ が得られる。現時点では、べき性が最も良いバッハ作曲の小品を中心に解析する。

G-17

カオス時系列のパターン・エントロピーとリアプノフ指数
福岡県立大人社 A , 鹿大名誉教授 B

石崎龍二A , 井上政義 B

私たちは、ラットの脳波や円ドル為替レートのような非定常時系列を対象にパターン・エントロ
ピー時系列解析による特徴づけを行ってきた [1][2]。
パターン・エントロピー時系列解析法は、時系列を記号化し、ある時間内にあらわれる異なるパ
ターン数をエントロピー値として、時系列の複雑性を特徴づける手法である。パターン・エントロ
ピー値は、3 つのパラメータ (nc :チャンネル数，nw：ウィンドウ幅， θ：2 値化するときの閾値) により決定される。
今回、私たちは、カオス時系列のパターン・エントロピー時系列による解析の例を報告する。
ロジスティック写像の時系列の特徴づけを行うと、安定周期軌道があらわれるパラメータでは、チャンネル数 nc が周期と一致すると、パターン・エントロピー Spat はゼロとなり、チャンネル数nc が周期より少ない場合は、パターン・エントロピー時系列は振動する。一方、カオスが発生するパラメータでは、パターン・エントロピー値は揺らぐ。
講演では，パターン・エントロピー Spat のパラメータ (nc :チャンネル数，nw：ウィンドウ幅，θ：2 値化するときの閾値) 依存性等を調べた結果を報告し、従来のエントロピーとの違いについて考察する。

[1] R. Ishizaki, T. Shinba, G. Mugishima, H. Haraguchi, and M. Inoue, Time-series analysis ofsleep-wake stage of rat EEG using time-dependent pattern entropy , Physica A, Vol.387 No.13,
pp.3145-3154, 2008.
[2]「脳波パターンのエントロピー時系列解析」， 津田康民， 白水重憲， 菅野久信， 井上政義，
臨床神経生理学 30(4)， 307-314， 2002．

60

G-18

デントライト界面における成長速度のマルチフラクタル解析
九州大学大学院 A , 総合理工学府 B , 量子プロセス理工学 C
綾介

A,B,C

, 本庄春雄坂田道太A,B,C , 高田

A,B,C

【目的】非平衡・開放系としての拡散場は様々

ドライトをラプラス場に置き、場をシミュレーな形態を形成する。一般的には、形態の異方性

ションから求めて界面成長速度を求めた。界面の強さ ² がゼロの場合は、ランダムに分析したでの境界条件は曲率を考慮したギブス・トムソ

フラクタル形態としての DLA となる。² が有ンの境界条件を用いた。得られたマルチスペク

限の場合は、その異方性に従った横枝群が成長

トルを図２に示す。図 2 では、界面曲率を無視して、比較的、規則的な形態であるデンドライ

した場合も示している。スペクトルのピークはトとなるが、DLA と同様にフラクタル性を示

約 1.25 でこのデンドライトの界面が造るフラす。一方、DLA は界面の成長速度を確率速度

クタル次元 1.22 にほぼ一致している。

とするとマルチフラクタル性を示すことが知ら

講 演 で は 、表 面 張 力 の 異 方 性 を 考 慮 しれているため、デンドライトのマルチフラクタ

た 場 合 も 含 め て 、よ り 詳 細 な 報 告 を 行 う。

ル性を解析することは興味深い。

100μm	

【結果】図 1 に準 2 次元的なセル内の過飽和の NH4 Cl 水溶液から成長させたデンドライトを示す。NH4 Cl 分子は 4 回対称性を示すため、横枝は主幹から垂直に 4 方向に成長する。界面の成長速度を画像解析から求める場合、一般的には、成長速度の小さい界面からの検出は非常

図１.NH4Clデンドライト	

図２.デンドライトのf(α)スペクトル	

に困難である。そのため、実験で得られたデン

G-20

セル・オートマトン法による音場の解析
九州大学大学院芸術工学府 A

儀保伸吾A , 河辺哲次 A

音場 (おんば) とは音波の存在する空間のことである。これまで、音場の解析法は様々な音響問題を解くために、いろいろと工夫がされてきた。本研究では、セル・オートマトン (Cellular Automata,CA) 法を適用して、従来とは異なる新しい音場解析法の可能性を探る。CA 法とは、解析対象をセル (cell) と称する区分領域に分割し、近接したセル間の相互作用に一定のルールを与えて、現象の時間発展を計算する手法である。このとき、独立変数と従属変数は離散的な値で定義される。CA法を用いると、簡単なモデルから複雑な現象が再現されるので、幅広い分野に応用されている。
音圧 p に対する波動方程式は (1) である。

∂2p
1 ∂2p
−
=0
(1)
∂x2
c2 ∂t2
これに超離散化を施せば、音場解析の CA モデルが構築できるが、そのまま実行すると「負の問題」に遭遇する。そのため、(1) が x 軸の正方向と負方向に伝播する波を含むことに着目し、それぞれの波に超離散化を行い、それらの重ね合わせで解を記述する。その結果、次式を得る。
()
t
Fjt+1 = max Fjt − D, Fj−1
−C
(正方向の進行波)
( t
)
t+1
Gj
= max Gj+1 − C, Gtj − D(負方向の進行波)( t)tt
Pj = max Fj + A, Gj + B(重ね合わせの式)

(2)
(3)
(4)

ここで、C 、D は音速に対応するパラメーターである。これらの解は、パラメーター C や D のとり方に依存し、パラメーターの値によって、unphysical な振る舞いも現れる。
現段階では、波動方程式 (1) に等価な CA モデルをまだ見つけていないが、今回の発表では、モデル (2)-(4) の数値シミュレーション結果、および、モデルの有する問題点などを報告したい。

61

会場 H
領域 12

H-1

液晶電気対流パターンの 3 次元観察
九大院理 A

石橋優作A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

負の誘電異方性を持つネマチック液晶に電圧で、複屈折が場所によって変化してしまう。そを印加すると、電気流体力学的不安定性によっのため、FCPM 観察により得られた画像は屈てある閾値電圧で対流が発生し、偏光顕微鏡

折の影響を受けており、director 分布を正確に観察を行うとパターンとして観察される。こ求めることができない。そこで、WD と GP のの対流系で発生するパターンは非平衡開放系

理論的な対流構造と光線追跡を用いた解析を行における散逸構造の優れた実験系として、様々うことで、FCPM 観察像から屈折の影響を除な研究が行われてきた。しかし、偏光顕微鏡

き、3 次元的な director 分布を定性的に求める。
(a)

観察では director の 2 次元分布は得られるが、(b)

セル厚方向に沿った director の分布を求めることが難しい。今回我々は液晶電気対流系で現れる特徴的なパターンである Williams do-main(WD) と Grid pattern(GP) を蛍光共焦点
偏光顕微鏡法 (FCPM) を用いて観察し、得ら

z

y
20 µm

れた画像の蛍光強度を求めることで、director

x

20 µm
x

分布を 3 次元的に調べることを試みた。しか図:蛍光共焦点偏光顕微鏡画像。
(a)WDのxy2次元画像、(b)WDのxz断面像。

し、WD と GP は液晶セル内での対流構造に
より配向ベクトルが場所的に変化しているの

62

H-2

蛍光共焦点偏光顕微鏡法を用いた液晶の 3 次元観察
九大理 A , 九大院理 B

山田宗太郎A , 石橋優作 B , 岩下靖孝 B , 木村康之 B

偏光顕微鏡による液晶の観察では、2 次元パ
ターンの情報は得られるが、厚さ方向に沿った

電場なし

ディレクターの角度分布を判別することが難し

セル厚方向い。蛍光共焦点偏光顕微鏡法 (FCPM) では、液晶中に異方的な蛍光分子を分散し、その蛍光強度が分子の配向と入射光とのなす角に依存することを利用して、分子配向に関する情報を得ることができる。本研究では、FCPM を用いて液晶セル中の液晶分子の配向方向の 3 次元分布を

電場あり(16V)調べた。
例として、液晶セルの電場による FCPM 像の変化を図に示す。電場によりセル内での液晶の配向方向が変化することから、蛍光強度が空間的に変化していることが分かる。
詳細は当日発表する。

図 液晶セルのFCPM断面像

H-3

動的光散乱法を用いた液晶のゆらぎのダイナミクス
九大院理 A中原大志A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

液晶やコロイド・高分子溶液系などのソフト

g(2)(t)-1

マターではその内部構造のゆらぎに伴う屈折率変化が大きい。したがって、それらの系に光を入射したときの散乱光強度のゆらぎを観測する
ことで、そのダイナミクスに関する情報を非破

0.3
0.2
0.1
0

壊的に調べることができる。

10-3

本研究では、動的光散乱測定系を作成し、
ネ マ チック 液 晶 の 配 向 ゆ ら ぎ の 測 定 を 行っ

10-2

10-1
t [ms]

110

図1. 散乱光強度の自己相関関数

た。液 晶 に 光 を 入 射 し た 時 の 散 乱 光 強 度 の自己相関関数を散乱角を変化させながら測定した（図１） 。緩和時間の逆数を散乱ベ弾性定数と粘性係数の比を求めた（図２） 。

1/τ [kHz]ク ト ル の ２ 乗 に 対 し て プ ロット す る こ と で

6
5
4
3
2
1
5

10

15
20
q2 [µm-2]2530

図2. 緩和時間τの散乱ベクトルq依存性

63

H-4

リオトロピック液晶におけるラメラ相の成長機構の解明
九大院理 A

青木辰徳A , 岩下靖考 A , 木村康之 A

液晶は固体と液体の中間的な性質を持ち、それを反映した興味深い成長機構を有している。
その中でも我々はリオトロピック液晶の、等方相からラメラ相が核形成・成長する際の成長機構に着目した。核が平衡形を保って成長する場
合、始めに平らな層構造を持つ円盤状の核 (図(a)) が形成され、それが成長と共に自発的に変形し、最終的にオニオン構造 (図 (b)) になり、

5 0 μm

形状を保ったまま一様に成長する [１]。一方で我々は、実験条件によっては不安定成長が起こることも確認した。その場合、オニオン構造に

5 0 μm

成長したあと、異方的に細長く伸びていく (図(c))。しかし、その成長機構について詳しいことはわかっていない。我々は、偏光顕微鏡を用いて不安定成長の様子を観察し (図 (d))、ラメ
ラ構造がどのように形成されるのか調べた。

Y. Iwashita and H. Tanaka, Phys.Rev.Lett 98,
145703(2007)

H-5

ネマチック液晶中のコロイド粒子の物性１
九大理 A , 九大院理 B

桴海文吾A , 近藤昇 B , 岩下靖孝 B , 木村康之 B

ネマチック液晶中にコロイド粒子が存在する

コロイド粒子点欠陥と、粒子周辺にはその表面アンカリングに起因した液晶配向の歪みが生じる。このような粒子

fθ

間には、歪みによって生じた弾性エネルギーを最小にしようとする力が働く。
２つの dipole 型粒子−点欠陥対の重心を結

fr

ぶ線と液晶全体の配向方向が平行な場合 (θ=0)
における相互作用については、多くの研究が行われている。しかし、図１のようにそれらが０Rθ

液晶全体の配向方向
図１ ２粒子間に働く力より大きい角度 θ > 0 をなす場合の相互作用についてはほとんど研究されていない。
本研究では、２つの dipole 型粒子−点欠陥対間に働く力の中心方向の成分 fr を光ピンセッ

fr [pN]トにより直接測定した。その結果、図２に示す
ように, 角度 θ が大きくなると粒子間力 fr は小さくなった。

θ = 10°°θ = 0°°

結果の詳細は当日に報告する。

R [µm]
図２ 粒子間力frの距離R依存性

64

H-6

ネマチック液晶中のコロイド粒子の物性２
九大院理 A

近藤昇A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

ネマチック液晶中のコロイド粒子間には液晶の弾性ひずみを介した長距離かつ異方的な力が働く。最近の実験的・理論的研究によると、セルによる空間的な閉じ込めが粒子間力に大きな影響を与えることが報告されている。
本研究では、dipole 型の粒子−欠陥対間に働く力 F のセル厚 L 依存性を光ピンセットにより直接測定した。L が減少するに伴って F の
絶対値が減少するとともに、より近距離的になることがわかった。また、図１のように規格化した F と粒子間距離 R の間には普遍的な関係があることがわかった。

4
図1．粒子間力FL の粒子間距離R/L依存性

H-7

ホログラフィック光ピンセットを用いたコロイド粒子のダイナミク
スの研究 (1)
九大理 A , 九大院理 B之津田雅俊A , 柴田就平 A , 佐々百合子 B , 岩下靖孝 B , 木村康B光ピンセットとは、集光レーザーを用いてミ
クロンサイズの粒子を捕捉できる技術である。
非破壊・非接触での測定が可能なため、コロイドの局所物性測定などの研究に用いられてきた。
しかし、従来の光ピンセットでは多粒子の同捕捉や任意のポテンシャルを形成することは困難である。そこで、空間光変調器で二次元位相分布を加え、対物レンズで光フーリエ変換を行うこ

10µmとで、任意の強度分布を作すことが可能なホロ

図1：ホログラフィック光ピンセットによりパターン上にトラップしたシリカ粒子

グラフィック光ピンセットの開発を行った。これにより、多数の粒子を同時にトラップし複雑な構造を形成でき (図１)、また円環状のトラップ
ポテンシャルを作成し (図２) 、螺旋度を加える
ことで、粒子に角運動量を与えることが出来た。

10µm

図2：円環上にトラップされたシリカ粒子

65

H-8

ホログラフィック光ピンセットを用いたコロイド粒子のダイナミク
スの研究 (2)
九大理 A , 九大院理 B

柴田就平A , 津田雅俊 A , 佐々百合子 B , 岩下靖孝 B , 木村康之B

ホログラフィック光ピンセットは、一本の影響を調べることを目的とし、次のような実

1.1
1.0
0.9
0.8
0.7

験を行った。複数の粒子を、円環上にトラップ

0ω [rad/s]

レーザービームを様々な形状に集光させ、その上に粒子を捕捉し、操作することを可能にする。本研究では、流体相互作用が粒子に与える

2

4Nし、螺旋度 l で与えられる角運動量を与えて、

68

図１.角速度ωのN依存性

粒子を一定の駆動力で円運動させ、円環上の粒子数 N や粒子のセル表面上からの距離 h 、螺旋度 l などのパラメータを変えることにより、

1.0
ω [rad/s]

粒子の運動の変化を観測した。例として、図１に粒子数 N 、図２に粒子のセル表面上からの距離 h による角速度 ω の変化を示す。
結果の詳細は当日発表する。

0.9
0.8
0.7

0

5

10

15

20

25

h [µm]
図２.角速度ωのh依存性H-9光で駆動されたコロイド粒子の集団運動
九大院理 A , 九大理 B

佐々百合子A , 柴田就平 B , 津田雅俊 B , 岩下靖孝 A , 木村康

之A
粘性流体中のコロイド粒子のダイナミクスは
流体力学的相互作用の影響を強く受け、その非線形性に起因したリズム運動やカオス的な挙動∆θ3を示すことが知られている。
本研究では、ホログラフィック光ピンセット

10µmを用いて作成された「光渦」に複数のコロイド粒子をトラップし、円環上を駆動される粒子の周回運動の様子を観察した (図１)。このとき、

図１.光渦により駆動される粒子

各粒子は同じ大きさの駆動力を与えられるが、

6∆θ3[rad]

周りの流体を介して相互作用することで、協同的な運動をすることが分かった。図２はこの協同運動により、２粒子間の角度差が時間的に振動している様子を示している。
さらに、振動現象を理論的に理解するため
Oseen テンソルによる相互作用を仮定したシ

4
2

0.46

400

800

1200

time t [s]ミュレーションを行った。当日はこの理論的考
察との比較も合わせて詳細を報告する。

図２.角度差の時間発展（Ｎ＝３）

66

H-10

集光レーザー光によるコロイド凝集体の構造形成
九大院理 A

相藤貴之A , 沖佑馬 A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

コロイド分散系は、直接観察が不可能な原(a)子・分子からなるミクロな系のモデル系としてその凝集構造やダイナミクスに関する研究が行われてきた。
本研究では、熱泳動効果を利用して任意に単独の結晶を作成することで、粒子に働く力の変化が生成過程にどのように影響するかを解明すべく研究を行った。方法としては、水中のシリカ粒子が、熱泳動効果によって温度のより高い10µm領域に凝集することを利用した。
具体的には、金属薄膜を蒸着させたガラス(b)

面に集光したレーザーを吸収させることによって、希薄なコロイド溶液中に強い温度勾配を生み出し、人工的に単独の結晶を作成した。その生成過程を観察し、粒子に働くポテンシャルや結晶の成長則について定量的な解析を行った。
詳細については当日発表する。

10µm
図.コロイド粒子の凝集過程(a)0s,(b)600s

H-11

孤立した二次元コロイド凝集体の構造形成と融解
九大院理 A

沖佑馬A , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

二次元コロイド結晶の相転移は、単分散系・多分散系共に、均一な粒子濃度の系が主に研究されてきた。これに対して我々は、孤立した二色の濃い粒子：3.0μm次元系について研究してきた。本研究では、溶色の濃い粒子：2.5μm

液中で孤立した二成分二次元コロイド凝集体の拡大図

動的融解過程を解明すべく、研究を行った。この際、強く集光したレーザーで作った局所的な温度勾配を用いて、二成分のシリカ粒子からなる単独のコロイド凝集体を作成し、その後融解過程を光学顕微鏡で観察した。
得られた画像から、位置と隣接配向秩序について、相関関数の時間変化を計算した。また、

10μm

結晶内の局所 hexatic 秩序変数をマッピングすることで、動的融解過程の詳細を観察すること

t = 0 [s]ができた。

図.コロイド凝集体の融解

詳細については、当日発表する。

67

t = 150 [s]H-12

異方性微粒子分散系の物性Ｉ
九大理 A , 九大院理 B

野口朋寛A , 國崎泰史 B , 岩下靖孝 B , 木村康之 B

これまで異方性微粒子（コロイド）に関するかめた。例として、シリカ粒子の Au 蒸着面を様々な研究がされてきたが、それらの多くは異方性な形状を持つ微粒子に関するものであっ

Octadecanethiol で疎水化した Janus 粒子は、
図 2 に示すように Dodecane − Ethanol 界面にた。他方で近年、１つの微粒子が化学的性質

吸着し界面活性を示した。詳細は当日発表する。

の異なる面をオセロの駒のように合わせ持つ

Janus（ヤヌス）粒子が作成され、その特異な5μm

性質が注目されている。

Ethanol

本研究では、両親媒性を持つ球状 Janus 粒子の作成を試みた。具体的には、数ミクロンの球状粒子（シリカ粒子等）の半球面に数百ÅのDodecane

厚さで Au を蒸着し、金-チオール反応等を利Ａu

用して化学処理を施した（図 1）。このように5μm

図1 半球面に金コート 図2 DodecaneーEthanol界面に吸着したJanus粒子
されたシリカ粒子

作成した粒子を極性の異なる２成分混合液体
中に分散させ、作成した粒子の両親媒性を確

H-13

異方性微粒子分散系の物性 II
九大院理 A , 九大理 B

國崎泰史A , 野口朋寛 B , 岩下靖孝 A , 木村康之 A

近年、異方性コロイド粒子を用いた構造形成
エタノールに関する研究が盛んに行われている。これまでに、粒子の半面が各々異なる性質を持つ粒子（Janus 粒子）が鎖状構造やミセル構造などを

ｎ‑ドデカン

形成することが報告されている。特に両親媒性
図ａJanus 粒子を用いることにより、両親媒性分子のようにミセル構造やラメラ構造などを形成す

10µm

エタノール/ｎ‑ドデカン界面上のJanus粒子
ｎ‑ドデカンることが期待される。
本研究では、両親媒性 Janus 粒子を作製し（図ａ）、その構造形成を試みた。例えば、シリ
カ粒子の半面を疎水性にし、アルコールとアルカンの混合系に Janus 粒子を分散させると、アルコール液滴の界面に Janus 粒子が疎水性の半40µm面をアルカン側に向けて張り付き、ミセル状の構造体を形成することがわかった（図ｂ）。

図ｂ エタノール/ｎ‑ドデカン混合系中におけるミセル状の構造（黒い点がJanus粒子）

構造形成の詳細は当日報告する。

68

H-14

粘度-密度測定によるマロン酸エノール化の熱力学的諸性質
鹿児島大院・理工 A

増田将太A , 吉本稔 A

1. 緒言
非線形化学振動反応である Belousov-Zhabotinsky(BZ) 反応において，臭化マロン酸は振動を開始させるために重要な物質である．この臭化マロン酸はマロン酸のエノール化を経由して生じることが明らかとなっている．このエノール化の測定はこれまで，分光学的測定によってのみ測定されている．本研究ではマロン酸のエノール化に対する速度定数を溶液粘度-密度の変化により求める手法を確立し，熱力学的な諸性質を明らかにすることを目的とした．

2. 実験
溶液の温度を 15〜35 ± 0.1 ℃に保った．まず NaBrO3 と H2 SO4 の混合溶液に系統的に濃度を変化させた KBr を付加して Br2 を発生させ，続いてマロン酸を付加したときの溶液粘度 − 密度変化∆F を測定した．溶液粘度-密度 ∆F は，片面封止 9MHz AT-cut(PT) 水晶振動子を用いて測定された．測定したデータはサンプリング時間 0.1s で PC に取り込んだ．

3. 結果および考察
NaBrO3 と H2 SO4 の混合溶液に KBr を加えると，臭素の発生により∆F は急激に増加した．その後マロン酸を加えると ∆F は直線的に現象する傾向が見られた．この現象を明らかにするために，∆F と臭素の検量線を作成し，測定した時系列に対応させた．これによりマロン酸のエノール化速度定数 kenol を求めることができる．20 ℃における kenol の値は 3.0 × 10−3 s−1 であった．k enol の
温度依存性から活性化エネルギー Ea ，ギブスの自由エネルギー∆G ，エンタルピー ∆H，エント
ロピー ∆S を求めることができる．これらの詳細については発表において報告する．

H-15

溶質の作る不均一場が溶媒の回転緩和に与える影響
九大院理 A

植松勇一郎A , 吉森明 A

近年、誘電緩和の実験によって、バルクよりことで、溶媒分子の回転緩和時間の空間分布

も回転緩和の速い水分子（ハイパーモバイル

がどのように変化するかに注目して計算を行っ水）がハロゲンイオンやタンパク質 F-actin のた。

まわりに存在することが示され、注目されていそ の 結 果 、溶 媒 分 子 の 回 転 緩 和 時 間 は 並 進る。本研究は、溶質の作る不均一場が溶媒の回緩和と回転緩和の大きさを変えると空間転緩和に与える影響について理論的に調べ、ハ分 布 が 大 き く 変 化 す る こ と が 分 かった 。こイパーモバイル水の発生機構を明らかにするこの 結 果 は 、ハ イ パ ー モ バ イ ル 水 が ど こ に 存とを目的としている。

在 す る か と い う こ と に 対 し て 、こ の 大 き

溶質としてイオン（直径σ）、溶媒として溶質さの比が重要であることを示唆している。

と同じ直径σを持つ剛体球ダイポールという簡単なモデルを用い、ダイポールの回転緩和がイオンの作りだす不均一場によってどのような影響を受けるかを理論的に計算した。手法としては、密度汎関数理論をダイナミクスに拡張した動的密度汎関数理論を用いて数値計算を行った。この理論では、溶質−溶媒間の動径分布関

Line：溶質－溶媒間の動径分布関数
dot：溶媒の回転緩和時間数、溶媒−溶媒間の直接相関関数といった平衡状態の情報から、溶媒分子の配向に依存した密度場の時間変化を計算することができる。本研

溶質からの距離 r (σ)

究では、並進緩和と回転緩和の大きさを変える

69

H-16

拡張したモンテカルロ法によるオピオイドペプチドの配座解析
福岡工大 A

中村秀昭A

我々は、タンパク質などの複雑なエネルギー
地形を持った系で、効率的なエネルギー最適化が可能となるようなモンテカルロ法を開発してきた。今回、この拡張したモンテカルロ法を、内因性鎮痛ペプチドの１つである dynorphinA(117) に適用して、生理活性配座の予測や分子の折れたたみについて検討した。このペプチドのエネルギー安定配座が計算によってもれなく求められるならば、κオピオイドレセプターと結合可能な配座を予測することができる。解析の-70位までの残基間でβターンとαへリックスを形-80
Energy (kcal/mol)

結果、図１で示すような、N 末端側の 1 位から 9成する配座が、構造活性相関の結果を最もよく説明できることがわかった。一方、拡張したモ
ンテカルロ法では、この配座の特異的な立体構

ランダム状態

-90
-100
秩序状態

-110
-120

造（秩序状態）から出発して、ランダム状態に至-130
0る unfolding のシミュレーションを行うことが

30000

60000

90000

Step

できる（図２）。unfolding 中に採られた配座のFig2.Unfolding of DynA(1-11)

情報は、分子の折れたたみの解析に利用できる。

H-17

遺伝子制御の確率論的モデル
九大理 A

西野遼太A , 坂上貴洋 A , 中西秀 A

遺伝子制御システムは、主に決定論的手法

状態では決定論的手法の結果と一致せず、振動(レート方程式) で調べられてきた。しかし、mRNA や制御因子の数が少ないために揺らぎの周期に広い分布がある場合があることがわかった。

効果が無視できないような場合は、マスター方
程式やモンテカルロシミュレーションといった確[1]P. Francois and V. Hakim, Phys. Rev. E.
72,031908 (2005)

率論的手法が用いられる。これら二つの手法によって得られる結果は、関係するタンパク質の数が大きければ一致すると期待されている。今回、Francois らによって提案された MFL(Mixed

Feedback Loop) モデル [1] を用いて、揺らぎが遺伝子制御に与える影響について調べた。
MFL モデルには、決定論的手法、すなわち
レート方程式に基づく数値シミュレーションに
よって単安定、双安定、振動の 3 つの状態が存在することが知られている。そのうち特に振動状
図：タンパク質の時間変化
赤線は決定論的手法、緑線は確率論的手法によるシミュレーション結果

態において、確率的シミュレーションを行った
結果、タンパク質の数が大きい場合でも、振動

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H-18

1 変数位相モデルによる概日リズムの日照応答
九大理 A , お茶大 B

森本圭一A , 坂上貴洋 A , 中西秀 A , 郡宏 B

ほぼすべての生物は概日リズムと呼ばれるおおよそ 24 時間の生活リズムを保有しており，このリ
ズムは太陽光の様な周期外力に引き込まれて精確に 24 時間周期となる．我々はこの引き込み現象
を 1 変数位相モデルを用いて調べ，その結果をアカパンカビの 3 変数モデル [1] の振る舞いと比較した．

1 変数位相モデルはdφ= ω + εZ(φ)f (t)dtで記述される．φ は位相，ω は固有振動数，ε は外力（日照）強度，Z(φ) は位相応答曲線，f (t) は 24h周期の周期外力のオンオフ（日照時に f (t) = 1，暗闇時に f (t) = 0）を表す関数である．Z(φ) = sin φの場合について，日照強度 ε および明暗比 Light:Dark を変化させ（Light+Dark=24h），引き込みが起きるパラメタ領域を調べた．その結果，固有周期 τ について（τ ≡ 2π/ω ），τ ≤ 24h では
長日長領域（LightTime>12h の領域）でも引き込みが起きているが，τ ≥ 24h では τ が大きくなるにつれて長日長領域で引き込みが起こらなくなることが確認された．
これに対しアカパンカビの 3 変数モデルでは，1 変数位相モデル同様に τ ≥ 24h についての長日長領域での引き込みが，τ の増加に伴って起こらなくなることが確認された．しかし，強日照領域
での引き込みは起こらなくなり，さらに引き込み領域が離散的になっている部分が確認された．
今後，3 変数モデルの位相応答曲線 Z(φ) を導出し，その Z(φ) を 1 変数モデルに適用することで 3 変数モデルの振る舞いをどの程度再現できるかを調べる予定である．

[1]G. Kurosawa, A. Goldbeter, J. Theor. Biol., 242(2006)478.

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