トピックス
斜入射放射光メスバウアー分光法による鉄基薄膜の局
所磁性探査―鉄表面の磁気フリーデル振動の観測に成功―
三井隆也
量子科学技術研究開発機構

要 旨〒6785148 兵庫県佐用郡佐用町光都 111

スピントロニクス研究に資する鉄基薄膜の磁性評価や表面を一原子層毎に磁性探査できる新しい計測技術を開発した。本手法では，放射光から発生させた高輝度 57Fe メスバウアー g 線を 57Fe/56Fe 同位体置換試料に臨界角以下の角度で照射して，薄膜表面で全反射した g 線のスペクトルが観測される。本稿では，斜入射メスバウアー分光法の原理を説明すると共に，Fe(001)表面に誘起された磁気フリーデル振動を初めて直接観察することに成功した応用実験を紹介する。

1. はじめに
近年，低消費電力電子デバイスを実現する新しい電子技術としてスピントロニクスが注目されている。スピントロ
ニクスでは，固体中で伝導電子のスピン分極が緩和する目
安の距離であるスピン拡散長（数十～数百 nm）のスケー
ルで物質のサイズや物理的性質を制御することが必要である。従って，その発展のためには，ナノテクノロジーの応用と共に，物質の磁化状態や電子スピン分極に関する局所的な情報の蒐集が不可欠となる。一方，スピントロニクス
材料では鉄を含む磁性薄膜が多く利用されているが，鉄基薄膜の局所環境を探る手段としては，原子核による g 線の共鳴 吸収ス ペク トルか ら原 子核周 辺の電 子状 態を 探る
57Fe メスバウアー分光法が極めて有効である1,2) 。メスバ

ウアー分光の実験では g 線源と吸収体（試料）に相対速度を与え，ドップラー効果で g 線エネルギーを変動させ，相対速度の関数として共鳴吸収スペクトルを観測し，解析で求めた核の超微細相互作用（内部磁場，アイソマーシフ
ト，電気四重極相互作用）から，表面磁性，電子密度や電場勾配に関する情報が得られる（Fig. 1(a)）。
通常，メスバウアー分光の実験は透過法で行われるが，基板上に作製した薄膜試料の測定では，ガス比例計数管を用いた反射配置の内部転換電子検出法が利用される。ところがガス比例計数管による測定は実験環境が制約され，低温，磁場中や低プローブ濃度試料の測定は困難となる。この問題点を補い，特殊環境下での薄膜の局所磁性探査を可能にする方法として斜入射配置のメスバウアー分光法が挙げられる3,4) 。この方法では，入射角で g 線の侵入長を制御しながら薄膜からの全反射 g 線を測定することで， 1～

Fig. 1(Color online) (a) 57Fe-M äossbauer spectroscopy and Hyperˆne splitting of the nuclear levels; d is the isomer shift, g is
the nuclear g-factor, mn is the nuclear Bohr magneton, Hint is
the internal magnetic ˆeld, mI is the nuclear magnetic spinquantum number, and DEq is the quadrupole splitting. (b)and (c) show optics for grazing incidence studies using a
57Co source and a synchrotron M äossbauer source, respectively.

50 nm の深さ分解能を持つスペクトルを得ることができる。このような分解能は，透過法や内部転換電子検出法で14 ● 放射光 Jan. 2022 Vol.35 No.1
(C) 2022 The Japanese Society for Synchrotron Radiation Research

トピックス ■ 斜入射放射光メスバウアー分光法による鉄基薄膜の局所磁性探査は得られないため，斜入射メスバウアー分光に関する多く用いて式(1），（2)でそれぞれ与えられる。

の基礎研究が行われたが，指向性が無い放射性同位体線源による従来法では強度不足の問題からこれまで実用化には至らなかった（Fig. 1(b)）。
最近，著者らは 57Fe を 95富化した反強磁性体単結晶

電場比(フレネルの式)

Eref u－ud
Ein u＋ud( 1)

Iref＝|R(u, E)|2

( 2)

R(u, E)＝

反射強度(全反射スペクトル)（57 FeBO3 ）の電子散乱が禁制で核共鳴散乱が許容となる回折を利用して放射光から放射性同位体線源の約 10 万倍

ここで，屈折角 ud は入射角 u と感受率 xd の関数として式も高輝度で，高指向性の 57Fe メスバウアー g 線を発生さ(3)で与えられ，散乱特性を決める感受率 xd は電子散乱のせ5,6) ，それを鉄基薄膜に全反射させて試料表面を迅速に感受率 xe と核共鳴散乱の感受率 xn の和として式( 4 )で与磁気構造解析できる斜入射メスバウアー分光法を実用化しえられる。注目すべきは， g 線の全反射では，電子散乱た（Fig. 1(c))7)。さらに，この測定法の高度化として，超（連続状態の散乱過程）と核共鳴散乱（離散状態の共鳴励高真空中で製作した 57Fe/56Fe 同位体置換試料を利用して起過程）の 2 つのチャンネルがあり，観測者は光子が何

鉄基薄膜の清浄表面を一原子層毎に調べる In-situ 斜入射

れのチャンネルを経て検出器に到達するかを区別できない

メスバウアープローブ分光法を開発した8)。本稿では，筆ため，電子散乱と核共鳴散乱の間に干渉が起こることであ者らがこれまでに SPring-8 の量子科学技術研究開発機構

る。このように連続的なチャネルと離散的なチャネルの間の専用ビームライン（ BL11XU ）で開発を進めてきた斜の量子干渉に由来する現象は，ファノ共鳴と呼ばれてい入射メスバウアー分光法の原理と検証実験について説明しる9)（Fig. 2(b)）。

た後，斜入射メスバウアープローブ分光法で行った Fe(001)表面に生じる磁気フリーデル振動の検証実験につい屈折角ud＝| u 2＋xd|2( 3)て紹介する。

感受率

xd＝xe＋xn( 4)

2. 斜入射放射光メスバウアー分光法の原理

感受率は，電子散乱振幅および核共鳴散振幅（ Dm ＝ 0 ）を用いて式(5)で与えられる。

斜入射放射光メスバウアー分光法の原理を鉄薄膜による
メスバウアー g 線の全反射現象の理論考察を通して説明す
る。考察する光学系を Fig. 2(a)に示す。
直線（p）偏光した g 線を光軸に対して垂直方向に磁化

xd(E)＝xe＋xn＝

した鉄薄膜に斜入射照射し， Dm ＝ 0 の 2 本の核共鳴準位l2[ f e＋f n1/2,1/2(E, E1/2,1/2)
pV 0＋f n－1/2,－1/2(E, E－1/2,－1/2)]を選択励起した後，薄膜表面で全反射されるメスバウアー( 5)

g 線のスペクトルを計算する。この時，入射および反射 g
線の電場比と g 線の反射強度は，視射角 u と屈折角 ud を各パラメーターは，f e電子散乱振幅，f n核散乱振幅，l 真空中の入射波の波長， V0単位胞の体積， E入射
波のエネルギーであり， 14.4 keV の g 線に対する純鉄の電子と核共鳴散乱の感受率は，式( 6 )，( 7 )でそれぞれ与えられる。

xe(－14.6＋0.7i)×10－6( 6)3l30 NhC 2 fLM
xn＝－ 28 p V 0( 1＋ a )－1(E－E1/2,1/2)
＋i
G/ 2

[(
＋
((E－EG/2
×－1/2,－1/2

)
)
＋i
)]
－1

( 7)

式(7)の係数の 57Fe に対する具体的な値を Table 1 に示す。
上記パラメーター中，57 Fe 富化率 h を人為的に変更すれば，全反射に対する電子散乱と核共鳴散乱の寄与率を制御
Fig. 2(Color online) Total re‰ection of M äossbauer g-rays for ironthin ˆlm (a) Assumed sample condition. (b) Fano eŠect between electron scattering and nuclear resonance scattering.

できる。このため，薄膜表面で全反射した g 線のメスバウ
アースペクトルの形状は，入射角や 57Fe 富化率に依存し放射光 Jan. 2022 Vol.35 No.1 ●15

Table 1

Parameters used in theoretical calculation.

Energy of 57Fe nuclear resonance
Wave length of corresponding to E0
Unit cell volume of a-Fe
Number of Fe atoms per unit cell
Relative abundance of 57Fe nuclei
Internal conversion coe‹cient
Widths of resonant lines
Clebsch-Gordan coe‹cients for Dm＝0
Lamb-M äossbauer factor
Relation between energy and velocity
Velocity of light

う干渉が顕在化してバックグラウンドレベルが増加していE0＝14.4125 keV
l0＝0.8602 Åる。入射角を臨界角より大きくすると，全反射への電子散

V0＝23.6399 Å3
N ＝2る。このため，uin＝0.4°のスペクトルは，散乱ピークを持h ＝ 0～ 1
a＝8.21

ピークの位置が，a-Fe の Dm＝0 遷移の共鳴エネルギーか

G＝0.1 mm/s
CDm＝0＝ 2/3
fLM＝0.7
E＝E0 (1＋n/c)c＝2.998×108 m/s

乱の寄与は急激に減少し，核共鳴散乱の寄与が支配的となつ形状に変化し，吸収スペクトルの場合とは逆に 2 つのら僅かに高エネルギー側へとシフトする。これらのスペク
トル特性は，57 Fe 富化率が高い薄膜で観測できる現象なので，57 Co 線源を用いた研究で検証されている3,4) 。電子
散乱と核共鳴散乱の干渉効果は， X 線光学の研究対象として非常に興味深いが10,11)，超微細相互作用の決定に必要な核遷移の共鳴エネルギーの正確な導出を阻害するため，応用の観点からは，不都合な光学現象である。

て劇的に変化する。Fig. 3 には，57Fe を95富化した鉄薄膜の斜入射メスバウアースペクトルの計算結果を示す。
57Fe の富化率が高い鉄薄膜では，入射角 uFig. 4 には，57Fe 富化率が低い自然鉄で作製した鉄薄膜の斜入射メスバウアースペクトルの計算結果を示す。

in が臨界角

自然鉄の 57Fe 富化率は僅か2であることから，核共鳴（uc＝0.22°）より小さく，全反射への電子散乱の寄与が優散乱の感受率 xn は小さく，入射角が臨界角以下の場合，

勢な条件でも核共鳴散乱の寄与を無視できない。このため，

全反射への寄与は電子散乱が支配的となり，ファノ共鳴はのスペクトルは，ファノ共鳴による非対称な形状
uin＝0.1°

無視できる。このため，uin＝0.1°のスペクトルは，対称性を示している。2 つの吸収ピークの位置は，a-Fe の Dm＝の良い吸収ピークから成る形状を示し，各吸収ピークの位0 遷移の共鳴エネルギーより低エネルギー側にシフトして

置は a-Fe の Dm ＝ 0 遷移の共鳴エネルギーによく一致す

いるが，これは感受率 xn の共鳴項の符号が各共鳴エネル

る。反射率と透過率を完全に同一視はできないが，この単ギー位置を境に反転し，共鳴エネルギーの低エネルギー側

純な吸収スペクトルは，データの直観的な理解と解析を容で電子散乱と核共鳴散乱の間で弱めあう干渉が起きるから易にする。一方，57 Fe 富化率が低い鉄薄膜であっても，である。入射角が臨界角に近づくと，電子散乱と核共鳴散入射角が臨界角以上になると電子散乱と核共鳴散乱の干渉

乱の干渉は，更に強くなる。uin＝0.2°～uc のスペクトルで効果が顕在化する。uin＝0.2°～uc のスペクトルには，2 つ

は， E－1/2,－1/2 遷移の低エネルギー側で電子散乱と核共鳴の吸収線の裾野に僅かな干渉効果を確認できる。また，入散乱の弱めあう干渉が増強されている。また， E1/2,1/2 遷

射角が臨界角より大きい uin＝0.4°のスペクトルには，2 つ移の高エネルギー側では，電子散乱と核共鳴散乱の強めあの核遷移の共鳴エネルギー位置の前後に典型的なファノ共

Fig. 3(Color online) Calculated grazing incidence M äossbauer
spectra for Dm＝0 transitions of the Fe thin ˆlm. The 57Fe
isotope enrichment is 95. Dashed lines are the nuclear
resonant energies for Dm＝0 transitions of bulk a-Fe at
300 K.

16 ● 放射光 Jan. 2022 Vol.35 No.1

Fig. 4(Color online) Calculated grazing incidence M äossbauer
spectra for Dm＝0 transitions of the Fe thin ˆlm. The 57Fe
isotope enrichment is 2. Dashed lines are the nuclear
resonant energies for Dm＝0 transitions of bulk a-Fe at
300 K.

トピックス ■ 斜入射放射光メスバウアー分光法による鉄基薄膜の局所磁性探査

鳴ピーク（急激な強度の減少と増加）を有する非対称形状

斜入射メスバウアースペクトルの計算と実験結果がよく一が現れる。これらのスペクトル特性は，57 Fe 富化率が低致することが確認された。

い自然鉄の薄膜で観測する必要があるため，57 Co 線源で本研究における応用上の重要な発見は，57 Fe 含有量がは検証ができない。そこで著者らは，放射光メスバウアー

低い薄膜に臨界角以下で g 線を入射してメスバウアー分光

g 線を用いて，斜入射メスバウアースペクトルの入射角依を行えば単純な吸収スペクトルが得られ，超微細相互作用存性を調べた7)。

の決定に必要な核遷移の共鳴エネルギーの正確な導出が可

Fi. 5 ( a )に実験 系を 示す。 p 偏 光した 放射 光メス バウ

能になることである。現在 BL11XU では，斜入射メスバ

アー g 線を散乱面に垂直に磁化させた鉄薄膜（ Fe [57 Fe :ウアー分光法を用いた機能性薄膜の磁性研究が行われてい2.1 ， 100 nm ]/ MgO [ 5 × 18 × 0.5 mm3 ]）に 3 つの異なるが，殆どの実験でこの光学現象が利用されている1217)。

る入射角（ 0.16 °， 0.2°， 0.23 °）で照射して，全反射した

g 線のスペクトルを室温で観測した。実験結果を Fig. 5(b)に示す。
＜
g 線を臨界角より低角側で入射した場合（ uin ＝ 0.16 °uc），スペクトルには，対称性の良い吸収ピークを持つ形

3. Fe(001)表面に生じる磁気フリーデル振動の観測
斜入射放射光メスバウアー分光法は，薄膜の表面下の数状が観測され，核遷移の吸収ピークが純鉄の共鳴エネル

nm 領域を調べられるが，スピントロニクス材料研究でギーと良く一致することが確認された。また，入射角を臨は，表面・界面を一原子層毎に調べることが極めて重要と界角近傍（uin＝0.2°～uc）に設定して測定したスペクトルなる。これは，巨大磁気抵抗効果，垂直磁気異方性やトンには，2 つの吸収ピークの低エネルギー側に電子散乱と核ネル磁気抵抗効果などの特異な磁気現象が薄膜の表面や界共鳴散乱の弱めあう干渉が現れ，更に入射角を臨界角より面で局所的に発現するからであるが，これまで様々な計測大きくすると（uin＝0.23°＞uc），スペクトル形状はファノ法が表面・界面の磁性研究に適用されているにも拘らず，共鳴により急激に変形し，共鳴エネルギーの前後に急峻な表面・界面の磁性を一原子層単位で調べることはかなり難

ディップとピークを持つ非対称なスペクトルが観測されしい。例えば，走査型トンネル顕微鏡では，表面の情報はた。以上の結果から，57 Fe 富化率が低い鉄薄膜に対する得られるが下地層の情報は観測が困難である。一方，透過力がある X 線， g 線や中性子による分光では，内部の情報は得られるが，表面の情報はバルクからの莫大な信号に埋もれて測定が難しい。このため，強磁性体の代表である
鉄の表面磁性についてさえも十分には解明されていない。
その典型現象が，鉄表面に生じる磁気フリーデル振動である。ここで，フリーデル振動とは，金属中の欠陥による撹
乱をフェルミ波長より短い距離では電子が遮蔽できないことを反映して電子状態や磁気状態に局所的な変調構造が誘起される現象である18)。
鉄表 面の 磁気 フ リー デル 振 動の 存在 は ， 1981 年 にフリーマンらが Fe ( 001 )の表面磁性の理論研究で予想したもので， Fe ( 001 )の磁気モーメント MFe が表面で約 30 も増加した後，個々の層の深さが増すにつれて強度を振動させながらバルク状態に回復するという現象である19,20)。
そ の 後 ， 彼 ら は 原 子 核 の 位 置 に 生 じ る 内 部 磁 場 Hint がMFe とは逆に表面でバルク値より約 30 も減少することを予測している21)。
ところで，この鉄表面での MFe の増大は，表面における並進対称性の破れで生じた電子構造の変化を反映したものである。Fig. 6(a)と 6(b)には，第一原理計算で求めた厚さ30層の Fe(001)薄膜の表面付近の局所状態密度（LDOS）
Fig. 5(Color online) (a) Experimental setup. (b) grazing incidence M äossbauer spectra from a 100 nm thick 57Fe non-enriched thin ˆlm measured at diŠerent incidence angles: u＝0.16°, u＝0.20°, u＝0.23°. Dashed lines are the nuclear
resonant energies for Dm＝0 transitions of bulk a-Fe. Solidlines are the Lorentzian ˆt curves. Dotted lines are eye
guides.

と電子スピン密度の分布をそれぞれ示す8)。表面での MFeの増大は，Fig. 6(a)の最表面とバルクに対応する 7 層目のLDOS を比較すると，最表面の LDOS には d バンドの狭まりが見られ，多数（↑）スピンと少数（↓）スピンの占有率の差がバルクより大きくなっていることから理解でき

放射光 Jan. 2022 Vol.35 No.1 ●17

Fig. 6

(Color online) Band structures and surface states of a 30ML-thick Fe(001) ˆlm. (a) Local electron density of states(LDOS). Majority and minority spin LDOS are indicated byup (↑) and down (↓) arrows, respectively. (b) Spin density
map in units of 10－4 electrons/a30 on the (110) plane. Eachcontour diŠers by a factor of 2. Dashed lines indicate a negative spin density, whose contours between the atoms exhibit aFriedel type oscillation penetrating the surface.

る。一方， LDOS は内部に行くほどバルクの状態に近づ
くが ，その 過程 で電子 のス ピン密 度に揺 らぎ が生 じる（Fig. 6(b)）。これが Fe(001)表面に生じる磁気フリーデル
振動の起源であり，MFe と Hint の変化は，d 電子と s 電子のスピン分極の揺らぎを反映したものである。理論的には，Hint の変化は隣接する鉄原子との s-d 混成と原子内の直接
s-d 交換相互作用を介して MFe のフリーデル振動と強く結合しており，表面原子の配位数低下に基因して， MFe とHint は互いに逆の振動パターンを示すことが分かっている。

「鉄の磁力が表面付近で増減する」というフリーマンらの予言は研究者の注目を集め，多くの検証実験が行われてきたが，スピン偏極低速電子線回折による表面の MFe 増
加を示唆する報告はあったが22) ，表面下で生じる磁気フ

Fig. 7(Color online) (a) Schematic diagram of in situ synchrotron
measurement system. (b) Experimental setup. Hex: Magnetic
ˆeld (300 Oe). (c) M äossbauer spectra of the N th probe layer
samples measured at 300 K. Black solid lines represent theˆtted curves. Red, blue, and green lines represent three
diŠerent magnetic components. M(i) represents the magnetic component assigned to the 57Fe atoms located in the i thlayer below the surface.

リーデル振動についてはこれまで観測されていなかった。
最近著者らは，鉄表面の磁気フリーデル振動を観測する

向に磁場を印加できる電磁コイルを装備しており，測定時

ため，同位体置換した試料を斜入射メスバウアー分光法では，試料容器内を 2× 10－9 Pa 以下の超高真空に維持した

測定して金属薄膜の清浄表面を一原子層毎に調べる手法を状態で MBE から取り外し，それを放射光実験装置に取り開発した8) 。本手法では，非共鳴同位体 56Fe で作製した

付けて斜入射メスバウアースペクトルが測定される。

鉄薄膜の見たい部位に一原子層の共鳴同位体 57Fe プロー

実験用 Fe ( 001 )薄膜は ，56 Fe （ 99.94  ）および 57Fe

ブ層を埋め込んだ試料のメスバウアースペクトルを測定し（95.93）同位体を MgO(001)基板（10×10×0.5 mm3）て原子層分解磁気構造解析を行う。Fig. 7(a)に In-situ 放射の上に交互に蒸着して作製した。一原子層毎のスペクトル

光計測装置の概略図を示す。この装置では， MBE （分子を得るため，0.8 ML（t＝0.1 nm）の厚さの 57Fe プローブ

線エピタキシー）装置中の超高真空（P＜2×10－8 Pa）で層を表面下の N 番目の原子層（N＝1～4，7）の深さに埋56Fe /57 Fe 同位体置換膜を作製して，それを備え付けの試

めこんだ鉄薄膜試料を用意した（以下，N th probe layer

料容器に移送する。試料容器は，イオン・ゲッター複合ポ

sample と呼ぶ）。

ンプ，液体ヘリウムフロークライオスタットおよび光軸方

18 ● 放射光 Jan. 2022 Vol.35 No.1

Fig. 7(b)に実験系を示す。 p 偏光の放射光メスバウアー

トピックス ■ 斜入射放射光メスバウアー分光法による鉄基薄膜の局所磁性探査

g 線を楕円ミラーで縦方向に集光した後，試料容器内の薄分しか観測されていない。これは，試料中の 57Fe 層付近

膜にビームサイズ 15 mm (V )× 1.6 mm ( H），強度 2.9× 104に僅かな分布があったとしても，これらの深さ領域では隣（＜ uc ～ 0.22 °鉄の臨界角）で照
photons / s ，入射角 0.1 °接層の Hin がバルクに近い値を持つため，スペクトル的に射して薄膜表面で全反射させる（反射率～80）。この時，区別できないことが原因である。このため，4 層目と 7 層

g 線は，侵入長（数 nm ）領域に集中するので，鉄の表面

目のスペクトルについては，Hint 分布を考慮した単一磁気に埋め込んだ 57Fe 層に効率よく核共鳴吸収される。ま

成分のフォークト関数による解析を行った。得られた平均

た，外場（Hex＝300 Oe）を印加して試料を光軸と逆向き

内部磁場は，第 4 層目および第 7 層目でそれぞれ Hint ＝に磁化した。この光学配置で，p 偏光した g 線は，核共鳴33.2 T および Hint ＝ 32.7 T で僅かに異なる値を持つこと散乱の偏光選択側に従い， Dm ＝± 1 の 4 つの遷移だけにが分かった。

吸収される。一つの試料測定に要する時間は， 1～ 2 時間

以上の考察に基づいて決定した Hint の層依存性を Fig. 8と短く，スペクトルには，鉄表面の残留ガス吸収や酸化に(a)に示す。また，実験との比較を考慮して，第一原理計

よる影響はなかった。室温（300 K）で測定した同位体置算で求めた厚さ 30 層の Fe ( 001 )薄膜の MFe と Hint の層依換膜（N th probe layer sample: N＝1～4，7）のメスバウアー

存性を Fig. 8(b)に示す。

スペクトルを Fig. 7(c)に示す。

実験結果は，Fe(001)薄膜の Hint が，表面から一原子層

全てのスペクトルで磁気分裂ピークが観測された。両外毎に振動的に増減する様子を明瞭に示している。Fig. 8(a)側の吸収線に線幅の広がりが見られることから，Hint に分において，表面第 1 層の Hint は，バルク値に比べて 15 布があると推論される。また，同位体置換膜（Nthprobe

もの減少を示しているが，第 2 層目では 8 増加していlayer sample: N＝1～3）のスペクトルのそれぞれの吸収る。第 3 層目では，再び 3減少し，第 4 層目で僅かな増

ピークは非対称なものとなっており（特に， N ＝ 1 の± 5加を示した後，第 7 層目でバルク値を回復している。こmm /s 付近の吸収ピークで顕著），表面数層に Hint の異なの振る舞いは，最表面の値に有意な差があるものの計算結る磁気成分（最大で 3 つ）が存在することが分かる。ス

果とよく一致している（ Fig. 8 ( b )）。これら結果は， Fe

ペクトル解析では，Hint の分布を考慮したフォークト関数(001)表面下の数層領域に磁気フリーデル振動が存在する

によるフィッティングを行った23)。

直接的な証拠となっており， 1980 年代から議論されてき解析結果に基づいてスペクトルの 57Fe 層の埋め込位置

た鉄の表面磁性の謎に明確な回答を与えるものである。

依存性について考察した。フィッティング結果から，同位Fig. 8(c)には，本実験で観測した磁気フリーデル振動の概体置換膜（Nth probe layer sample: N＝1～3）のスペクト念図を示す。一方，最表面の Hint の実験と理論の相違のルは，Hin の小さい成分（赤線 Hint＝28.0 T），大きな成分（青線Hint＝35.6 T）およびバルクに近い成分（緑線
Hint＝ 31.9 T ）の 3 つの磁気成分から構成され，各成分の占める割合（サブスペクトルの面積比）が 57Fe 層の埋め込み位置に依存して変化することが分かる。特徴的な挙動として， Hint が 28.0 T ， 35.6 T および 31.9 T の各成分の存在比が，それぞれ表面から 1 層目，2 層目および 3 層目に 57Fe 層を埋め込んだ試料で最大を示している。また，
57Fe 層の埋め込み位置を深くすると，バルク状の 31.9 Tの成分が増加する一方で， 28.0 T の成分は減少，消失する。
3 つの磁気成分の存在比の変化は，薄膜に埋め込んだ
57Fe 層が， MBE 成長過程での Fe 原子のランダムな堆積や表面拡散のため，Fig. 7(c)［右］に示されるような僅かな分布を持つと考えることで理解できる。この場合，鉄の表面の第 1 層目，第 2 層目および第 3 層目が，それぞれ異なる Hint を持てば，スペクトルには複雑なプロファイ
ルが観測される。 3 成分の 57Fe 層の埋め込み位置に依存した存在比の系統的な変化から判断すると，第 1 層目，第 2 層目および第 3 層目に固有の内部磁場には，それぞれ 28.0 T ， 35.6 T お よ び 31.9 T が 割 り 当 て ら れ る 。 一
方，表面下の第 4 層目と第 7 層目に 57Fe 層を埋め込んだ
試料のスペクトルには，4 本の吸収線を持つ単一の磁気成Fig. 8(Color online) Plots of the experimental and theoreticallayer-by- layer magnetic parameters. (a) Experimental layerby-layer Hint values (b) Theoretical MFe and Hint values.
Solid lines connect data points. In (a), some uncertainties
are less than the size of the data points. (c) Conceptual diagram of magnetic Friedel oscillations at Fe(001) surface.

放射光 Jan. 2022 Vol.35 No.1 ●

19

参考文献

起源はまだ明らかではないが，これは理論計算が考慮していない表面欠陥の存在が原因であると考えられる。測定試料における表面欠陥の存在は，Hint の分布（サブスペクト
ルの線幅）が表面付近で増加することからも推測できる。
理論的には，Fe(001)の表面欠陥（エッジ，ステップ，空

1)
2)
3)
4)

孔など）に伴う鉄原子の配位数変化が磁性に影響を与える可能性が指摘されている24,25)。表面欠陥などの外的要因が鉄表面の電子・磁気状態にどのような影響を与えるかを明らかにするには，表面の微視的構造と磁性を同時かつ局所

5)6)的に評価して，それらの結果をより精錬された理論と比較考察する必要があり，今後の測定法の高度化を進める上で7)の大きな課題である。
8)

4. まとめ
本稿では，高輝度・放射光メスバウアー g 線を用いた斜入射メスバウアー分光法の原理と検証実験についての説明

9)
10)
11)

を行うと共に，同位体置換試料を利用して磁性薄膜の清浄
表面 を 局 所磁 性 探査 す る In-situ 斜入 射 メ スバ ウ アー プ

12)ローブ分光法とそれを用いて行った Fe ( 001 )表面の原子
層別磁気構造解析について紹介した。特筆すべき成果とし

13)て，Fe(001)表面下の数層で原子核位置の内部磁場の大きさが一原子層毎に振動的に強弱しつつバルク状態を回復す

14)る様子が初めて実験的に観測され，理論計算との比較考察から，それが 40 年前にフリーマンらが予言していた「鉄15)

表面の磁気フリーデル振動」であることを突き止めた。本
研究に用いた分光法は，薄膜の表面だけでなく，より深い

16)領域にある界面も一原子層単位で観察できるので，実材料開発に向けた応用研究にも利用できる。スピントロニクス

17)

では，多層膜に含まれる厚さ数 nm 程度の磁性層や各層の界面付近の原子層スケールの磁性がデバイス特性や機能に大きな影響を与える。本手法で狙った領域の局所磁性を見

18)
19)

極めることで，先進スピントロニクス材料の開発が加速されることに期待したい。

20)
21)

謝辞
本研究を行うにあたり，機器開発，放射光実験，試料準22)

備，物性議論から論文作成の全般に御協力頂いた境誠司博

23)士，李松田博士，小林康浩博士に感謝します。鉄薄膜の表面磁性の理論計算に御協力頂いた赤井久純教授に感謝しま24)

す。有益な御助言と御教示を頂きました綿貫徹博士，片山芳則博士に感謝します。実験全般に渡り御協力頂いた増田亮博士，上野哲郎博士に感謝します。斜入射メスバウアー
分光法の放射光実験は，京都大学の瀬戸誠教授，名古屋工業大学の壬生攻教授らとの共同研究です。

20 ● 放射光 Jan. 2022 Vol.35 No.1

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トピックス ■ 斜入射放射光メスバウアー分光法による鉄基薄膜の局所磁性探査

著者紹介
三井隆也
量子科学技術研究開発機構 量子ビーム科
学部門
放射光科学研究センター
磁性科学研究グループ 上席研究員
E-mail: taka＠spring8.or.jp
専門メスバウアー分光法，X 線光学［略歴］
東京大学大学院工学系研究科物理工学専攻
博士課程修了（工学博士）。 1996 年 4 月日
本原子力研究所に入所後， 2005 年 10 月日
本原子力研究開発機構に改組， 2016 年 4月量子科学技術研究開発機構に再編統合を経て現在に至る。

Studies on local magnetism of iron-based thin
ˆlm by grazing incidence 57Fe synchrotron
M äossbauer spectroscopy
Takaya MITSUI
Abstract

National Institutes for Quantum Science and Technology, Sayo, Hyogo 6795148,
Japan

An energy domain 57Fe grazing incidence synchrotron M äossbauer spectroscopy has been developed to study the local magnetism of iron-based thin ˆlms. A high-brilliant 57Fe M äossbauer g-rays,
ˆltered from synchrotron radiation, allows us perform the grazing incidence M äossbauer studies on
the 57Fe monoatomic layer embedded in thin ˆlm. This paper introduces the measurement principle, advantages and applications, which includes the study of a direct observation of the magnetic
Friedel oscillations at the Fe(001) clean surface. Undoubtedly, the outstanding potential of theenergy domain grazing incidence 57Fe M äossbauer spectroscopy facilitate the study of surface andinterface magnetism in advanced magnetic and spintronic materials and devices.

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