トピックス
液体ビスマスの音響モードの奇妙な振舞い
乾雅祝

広島大学総合科学研究科〒7398521 広島県東広島市鏡山 171

梶原行夫
広島大学総合科学研究科〒7398521 広島県東広島市鏡山 171

宗尻修治
広島大学総合科学研究科〒7398521 広島県東広島市鏡山 171

細川伸也
熊本大学自然科学研究科物理科学講座〒8608555 熊本市中央区黒髪 2391

千葉文野
慶應義塾大学理工学部物理学科〒2238522 神奈川県横浜市港北区日吉 3141

尾原幸治(公財)高輝度光科学研究センター〒6795198 兵庫県佐用郡佐用町光都 111

筒井智嗣(公財)高輝度光科学研究センター

アルフレッド〒6795198 兵庫県佐用郡佐用町光都 111

バロン

理化学研究所放射光科学総合研究センター

要 旨〒6795148 兵庫県佐用郡佐用町光都 111

局所構造が異方的であると考えられている液体 Bi の原子ダイナミクスを解明するため，非弾性 X 線散乱実験を行った。得られた動的構造因子には，音響モードが明瞭なピークとして観測された。さらに音響モードの励起エネル
ギーは，極大値付近で一定となる台形型の奇妙な Q 依存性を示すことが見出された。これらの結果は，1980年代の非弾性中性子散乱データの矛盾を解消し，最近公表された第一原理コンピューターシミュレーションの予言と一致する。さらに一次元鎖モデルを用いた我々の解析は，液体 Bi の音響モードの奇妙な振舞いが，パイエルス歪みを伴う構造に起因することを示している。

1. はじめに50 年以上前，理論物理学者の Peierls （パイエルス）は結晶構造と電子エネルギーの関係を論じ，1 個の価電子をもつ原子が等間隔に並んだ一次元金属よりも，Fig. 1(a)に示すように，格子が歪んで長短の距離が交互に並んだ一次
元鎖（太線が短い結合距離を表している）の方が，エネルギーが得になることを示した1)。格子歪みに伴い一次元金属の電子状態にバンドギャップが現れ，金属から絶縁体に転移する。この現象を Peierls の不安定性または Peierls
歪みという。 Peierls 歪みを実現する結晶構造として A7構造が知られており，単体では，元素周期律表15族の As,
Sb, Bi がこの構造をとる。 As は p 軌道に 3 つの価電子をもち，p 電子は隣接する p 電子と共有結合をつくる。Fig. 1( b )は，単純立方格子の上で模式的に表した A7 構造である（太線が短い結合距離を表している）。単純立方構造では中心原子の周りに 6 個の原子が等間隔に配位するが，Fig. 1(a) A linear chain with the Peierls distortion. Bold blacklines denote shorter bonds. (b) An illustration of A7 structure on a simple cubic lattice. Bold black lines represent
shorter bonds.

74 ● 放射光 March 2016 Vol.29 No.2
(C) 2016 The Japanese Society for Synchrotron Radiation Research

トピックス ■ 液体ビスマスの音響モードの奇妙な振舞い

A7 構造になると， 6 個の原子は短い距離と長い距離に分与しており，ファンデアワールス力に比べて遥かに強かれて，3 個ずつ配位する。図からわかるように，立方体

い引力相互作用と，不活性ガス原子と比べてソフトな斥力

の各辺に沿った構造は Fig. 1(a)と一致する。

相互作用という違いが現れる。このため液体金属中の原子1 気圧で温度を上げると As は液体にならずに昇華するはピコ秒程度の長い間，平衡位置の周りで振動運動するこが，少し加圧して昇温すれば液体状態を得ることができる。

とができ，音響モードも同程度の寿命をもつ。その結果，

1980 年代後半の中性子回折実験により， As は融解後も 3

動的構造因子には，固体のフォノンに類似な明瞭なピーク

配位構造を保つことが見出された2) 。これは液体 As の局が観測されると考えられている11,12)。

所構造が Peierls 歪みを伴うことを示唆している。この報固体と比べて原子が自由に移動できる液体金属では，電告の後，液体構造における Peierls 歪みが精力的に研究さ子状態と構造が密接に相関し，それぞれの変化に対して応れた3,4) 。これに対して融点（約 271 °C ）が比較的低い Bi答する。圧縮すれば価電子に加え内殻電子が関与した構造の液体構造は， 1960 年代後半から中性子回折5) や X 線回へ変化するし，逆に膨張させれば斥力項よりも強い引力項

折6)により調べられていた。これらの実験から得られた液の影響力が増した液体金属独特の構造が実現すると期待さ

体 Bi の構造因子 S ( Q ）（ Q は散乱ベクトルの大きさ）にれる。このトピックスで紹介するのは結晶 Bi の構造が液は，平均原子間距離の相関を表す第 1 ピークの， Q の大体 Bi でも実現しているのではないかという研究成果であきい側に肩が現れた。これは第 1 ピークに肩がない単純

るが，固体では実現できない構造物性の可能性があり，そ液体金属の S ( Q ）とは異なる結果である。 S ( Q ）をフー

れを探究することが液体金属研究の醍醐味といえる。

リエ変換して導かれる動径分布関数からは，液体 Bi の最1970年代後半に遡って考えるに，液体 Bi は，単純液体

近接配位数は単純液体金属に近い約 10 であることが明ら

金属には見られない異方的な原子配置と，それに伴う特徴かになった。理論的考察により，S(Q ）の肩と動径分布関的な原子の集団運動が期待される研究対象であった。これ

数の両方を再現できる液体 Bi の有効 2 体相互作用が導かを明らかにするため，当時，2 つの研究グループにより，れた7,8) 。その特徴は，斥力部分が階段状になっているこ

液体 Bi の非弾性中性子散乱実験が行われた。先行したとである。動径分布関数や有効 2 体相互作用は，液体 Bi

Dahlborg と Olsson は， 6 nm－1 以下の低い Q のみに音響の最近接原子間距離の分裂，つまり局所構造が異方的であモードのピークが現れると結論した13,14)。公表された彼らることを示唆している。最近，液体 Bi の動径分布関数との S ( Q, E ）には， 10 nm－1 以上の高い Q でも，エネル

A7 構造の関連性を詳しく調査した結果が報告されていギーの大きな領域まで非弾性散乱成分が現れていたが，彼る 9) 。

らは多重散乱に起因する成分と解釈して無視した。重元素

原子分子が自由に運動している気体とは異なり，液体である Bi は， X 線だけではなく中性子の吸収係数も大き中の原子は，お互い相互作用を及ぼし合いながら運動すく，当時の標準的な中性子源で得られた S (Q, E ）は，特る。これを原子の集団運動という。最も励起エネルギーがに Q の小さい領域で十分な精度とは言い難い。従って小さい原子の集団運動は，原子の疎な領域と密な領域がナ

Dahlborg と Olsson が，そのような判断を下したのも無理

ノメートル程度のミクロな波長の波として伝搬する，音響なかったかもしれない。 Dahlborg らは，液体 Bi の有効 2

モードと呼ばれる集団運動である。粗密波の波長がマクロ体相互作用を用いて分子動力学シミュレーションを行い，な大きさになったものが超音波や音波である。 20 世紀中

6 nm－1 以上の S(Q, E ）には，音響モードが明瞭なピーク

ごろに非弾性中性子散乱実験が行われるようになると，固を示さないことを確認し，彼らの実験結果を補強した7)。

体の格子振動（フォノン）や液体の音響モードが精力的に一方， Shibata らの報告は， 6 nm－1 以上の S ( Q, E ）にも研究されるようになった。 1970 年代の非弾性中性子散乱

音響モードによるピークが現れるというものであっ実験により得られた液体 Rb の動的構造因子 S ( Q, E ）（ Eた15) 。今世紀になって中性子源の強度が増し， Sani らには中性子から液体に移行されるエネルギー）には，結晶のより液体 Bi の非弾性中性子散乱実験が再度行われた16)。

フォノンによるピークと同様，音響モードがピークとして彼らは， Dahlborg らの結果に従って 6 nm－1 以下の Q で観測された10) 。これ以降，非弾性中性子散乱により，液実験を行い，音響モードの励起エネルギーを精密に決定し体の原子ダイナミクスがなおいっそう研究されるようになた。「 3 ．結果と考察」で，これら先行して行われた非弾った。

性中性子散乱による S(Q, E ）と本研究の非弾性 X 線散乱

Ar のような不活性ガス液体では，引力は弱いファン

による S(Q, E ）を比較して説明する。

デルワールス力であるが，斥力は閉殻構造のため非常にSani らの精度の高い非弾性中性子散乱実験が報告され強い。強い斥力により原子は高い振動数で平衡位置周辺をた後，液体 Bi の音響モードに関する驚くべき結果が報告

振動運動し，平衡位置での滞在時間が短くなる。その結された。 Souto らは液体 Bi の第一原理分子動力学シミュ

果，音響モードの寿命も極めて短くなり，動的構造因子にレーションを行って， 10 nm－1 以上の S ( Q, E ）にも音響

は，ピークがないブロードな非弾性成分が観測される。一モードのピークが現れることを示した17) 。さらにその励

方，液体金属における原子間相互作用には価電子が強く関起エネルギーの Q 依存性（分散関係）を調べると，液体

放射光 March 2016 Vol.29 No.2 ●75

金属で普通観測される正弦関数形にはならず，台形状の特て行った。空のサファイア製試料容器を 300 °C で測定し異な関数形になることを見出した（ Fig. 4 （■）参照）。

て，バックグラウンドを評価した。吸収補正を行って試料

Souto らはシミュレーションで得られた動径分布関数を解の非弾性 X 線散乱スペクトルからバックグラウンドを引析して，液体 Bi の最近接原子間距離が長短の 2 つに分類

き，液体 Bi の S(Q, E ）を導いた。本稿では原論文18)に従できることを示し， Peierls 歪みが実現している可能性にって300°
Cの S(Q, E ）について報告する。

も言及した。しかし彼らは，液体 Bi の音響モードの励起
エネルギーが特異な分散関係を示す理由については，明言しなかった。

3. 結果と考察

20 世紀後半まで，固体，液体に関わらず，ナノメート

Fig. 2 ( a )は，代表的な Q について，非弾性 X 線散乱とル程度の波長をもつフォノンや音響モードを観測できる方

非弾性中性子散乱による S(Q, E ）を比較したものである。

法は，非弾性中性子散乱のみであった。しかし， 20 世紀

上段のグラフが示すように，精度が十分な Q の大きい 25

末に高輝度放射光を利用した非弾性 X 線散乱がミリ電子

nm－1 では，我々と Dahlborg と Olsson の結果13)は良く一ボルト（ meV ）のエネルギー分解能を達成し，非弾性中致している。中段のグラフは，音響モードのピークが現れ性子散乱と並ぶ重要な観測手段の地位を確立した。我々

るか否かが問題となっている中間の Q の S(Q, E ）についは，パイエルス歪みが期待される液体 Bi の原子ダイナミて ， 我 々 の 結 果 と ， Dahlborg と Olsson14) な ら び にクスを明らかにすることを目的に，非弾性 X 線散乱実験

Shibata ら15)の非弾性中性子散乱の結果を比較したものでを行うことを計画した。この実験結果によって，Souto らある。我々の結果は， Shibata らの 14 nm－1 の結果と定性が提起した問題，すなわち 6 nm

－1 以上のS ( Q, E ）にも音響モードによる非弾性ピークが現れるか否かと，音響
モードの励起エネルギーが台形状の特異な分散関係を示すのかどうか，に決着をつけることができる。先に述べたよ
うに X 線吸収係数の大きな液体 Bi の非弾性 X 線散乱を行
うには，試料として数十ミクロンの液体薄膜が必要である。また，極薄の試料からの非弾性 X 線散乱強度は微弱である。しかし我々独自に開発したサファイア製試料容器
は，極薄の液体金属試料を何日でも安定に保持できる。本稿では，我々の非弾性 X 線散乱実験18) が， Souto らの第一原理分子動力学シミュレーションの結果を実証したことを紹介する。さらに我々は，液体 Bi の音響モードの分散関係が台形状になるメカニズムを解明した。なお，液体の原子，分子ダイナミクスについては，以前「放射光」に掲載された解説記事19)も参照してもらえると有難い。

2.

実験

非弾性 X 線散乱実験は SPring 8 の BL35XU ビームラ
インにおいて行われた20)。2009年に BL35XU ビームライ
ンは挿入光源を高度化し，2001年に稼働したときに比べ 6倍以上の入射 X 線強度を達成している21)。Si（11 11 11）
面からの後方散乱により高度に単色化されたエネルギー
21.75 keV の入射 X 線を用い，散乱 X 線を 10 m 先に置かれた Si の分析結晶で後方散乱させ，分光計全体で約 1.5
meV のエネルギー分解能を達成する。

液体 Bi は，サファイア製試料容器22) を用いて，厚さ0.04 mm の薄膜に保持した。サファイア製試料容器に関しては「放射光」の解説記事19) も参照してもらいたい。
サフ ァイア 製試 料容器 を結 晶シリ コンの 窓を 有す る容器23)に入れ， 1 気圧の He ガス雰囲気中で，液体試料を得た。測定は融点近傍の300°
C および750°
Cの液体 Bi につい

76 ● 放射光 March 2016 Vol.29 No.2

Fig. 2(a) The dynamic structure factor S(Q, E ) of liquid Bi
obtained by inelastic xray scattering (IXS) and inelastic
neutron scattering (INS) experiments. Black circles, open
upside down triangles, gray triangles and open squares
denote S(Q, E ) obtained by IXS, INS by Dahlborg andOlsson13,14), INS by Shibata et al.15) and INS by Sani et al.16),
respectively.
(b) The relation of ki, kf and |Q | in INS. (c) The relation ofki, kf and |Q | in IXS.

トピックス ■ 液体ビスマスの音響モードの奇妙な振舞い的に合っている。一方，S(Q, 0）で規格化すると我々の結果は Dahlborg と Olsson の結果と全く重ならない。先に述べたように Dahlborg と Olsson は， 5 ～ 10 meV に現れる非弾性成分を多重散乱に起因すると判断した。下段のグ
ラフでは，Q の小さい 5 nm－1 の比較である。我々の結果
は， Sani らの非弾性中性子散乱の結果16) と良く一致している。しかし，Sani らの S(Q, E ）は，非弾性ピークの途
中のエネルギーで打ち切られている。入射中性子のエネル
ギ ー が 数 十 ～ 100 meV で あ る 非 弾 性 中 性 子 散 乱 の 場 合は，移行エネルギー E の増加に伴い散乱波の波数ベクト
ル kf の大きさが変化するため， Fig. 2 ( b )に示すように，ある|Q |に対して，ある E 以上になると，2 u を調整して最小値 2 umin にしても入射波の波数ベクトル ki, kf, Q がつくる三角形が閉じない測定不可能な E 領域が現れる。これを運動力学的制約という。一方，非弾性 X 線散乱の場
合は Fig. 2 ( c )に示すように， E が 1 eV 程度まで大きくなっても kf の大きさは事実上変化しないので，| Q |を与える 2 u を決めれば三角形は常に閉じ，測定不可能な E 領域
は現れない。すなわち Q は弾性散乱の場合と同様，散乱角 2 u だけの関数として決定される。Sani らの測定エネル
ギー領域が狭いのは，非弾性中性子散乱の運動力学的制約のためと考えられる。また，同じ 5 nm－1 の Dahlborg とOlsson の結果14) は， Sani ら同様エネルギー領域が狭い上に，明らかに精度が悪い。このように液体 Bi の音響モードを調べる際，非弾性中性子散乱の運動力学的な制約が不利に働いたことは否めないと思われる。
Fig. 3 には，非弾性 X 線散乱により得られた液体 Bi のFig. 3The normalized dynamic structure factor S(Q, E )/S(Q ) of
liquid Bi at 300°
C. Open circles and a bold line denote the
IXS results and the ˆts with the memory function, respectively. Also shown is S(Q, E )/S(Q ) obtained by our ab initio molecular dynamics (AIMD) simulation (broken line).
The inelastic excitations of the acoustic mode are indicatedby arrows.

S(Q, E )/S(Q ）を表示した。S(Q, E )/S(Q ）は，S(Q, E ）の E 積分値（S (Q ）に比例するべき物理量）で S(Q, E ）を規格化した動的構造因子である。丸印が実験データ，太以上の多体相互作用が重要な役割を果たしていることを示

い実線は記憶効果を取り入れたモデル関数による最適化曲

唆している。

線である。一番下にプロットしたピークは，スペクトロ

液体 Bi の音響モードの分散関係を調べるため，音響メータの分解能関数である。2.9 nm－1 の S(Q, E )/S(Q ）モードの励起エネルギーを決定する。非弾性 X 線散乱でには，中央の準弾性散乱ピークの両側に音響モードによるは，スペクトロメータのエネルギー分解能（約1.5 meV）

ピーク（矢印で示した）が現れている。Q が大きくなると，分だけ，観測された S (Q, E )/S ( Q ）のピーク幅が広がっ

このピークは高エネルギー側に移動するが， 9.3 ～ 14.6ていることを配慮する必要がある。我々は，記憶関数で表

nm－1 の間は，ほぼ同じエネルギーに停滞しているようにされたモデル関数［S(Q, E )/S(Q )]M を分解能関数で畳み見える。このように非弾性 X 線散乱により，6 nm－1 以上

こみ，実測の S(Q, E )/S(Q ）を再現した。

の S (Q, E ）においても，音響モードに由来するピークが

ここで動的構造因子を表す記憶関数の式について簡潔に現れることが確認された。液体 Bi の S(Q ）や 2 体分布関説明する。液体は，マイクロメートル程度の大きな空間ス数を正しく再現できる有効 2 体相互作用を使った古典分

ケールでは連続的な物質（＝流体）として扱えるが，ナノ子動力学シミュレーションでは音響モードによるピークがメートル程度より小さい空間スケールでは構成粒子を配慮

動的構造因子に現れなかった。つまり原子の集団運動を正した粘弾性的（固体的）な扱いが必要になると考えられる。

しく記述できなかったということである。一方 Fig. 3 の破1960 ～ 70 年代のコンピューターシミュレーションによる線が示すように，第一原理分子動力学シミュレーションに研究から，液体の緩和過程には，2 粒子の衝突時間程度でよる S(Q, E )/S(Q ）は非弾性 X 線散乱の結果を良く再現緩和する速い成分と，複数の粒子の相関した衝突により緩している。それぞれの原子配置に応じた原子間相互作用を和すると考えられる遅い成分が見出された。我々が用いた

評価しながら原子の運動を追跡すると実験結果を再現できモデルでは，速い成分には緩和時間ゼロのデルタ関数，遅たという事実は，液体 Bi のダイナミクスには， 3 体相関

い成分にはデバイ緩和を仮定して，これらの成分の割合が放射光 March 2016 Vol.29 No.2 ●77

Q に依存して変化する。ある振動数で励起される密度ゆらは台形型である。我々はその起源を明らかにするため，遠ぎ（＝ある励起エネルギーをもつ音響モード）が流体的な距離相互作用を加えた一次元鎖モデルの分散関係を調べた。

緩和をするか粘弾性的な緩和をするかを決めるのが，デバ

Fig. 1 ( a )に示された Peierls 歪みを伴う一次元鎖は，各原

イ緩和の緩和時間である。振動数の逆数よりも緩和時間が子が最近接原子とばね定数 K1，第 2 近接原子とばね定数

短ければ流体的な（長ければ粘弾性的な）緩和が予想され

K2 のばねで結ばれていると仮定するとモデル化できる。

る。実測された S ( Q, E )/S ( Q ）に対して，緩和強度や緩これは Fig. 1 ( a )の太線で表された結合のばね定数を K1 ，

和時間，規格化された 2 次と 4 次の振動数モーメントを太線で結ばれた原子対を 2 原子分子に見立てたとき，隣パラメータとして最適化する。 Fig. 3 の太い黒線が最適化

り合う 2 原子分子がばね定数 K2 のばねで結ばれているこ

された［S(Q, E )/S(Q )]M を分解能関数で畳み込んだ結果とに相当する。最近接原子間距離を a，原子の質量を m，である。詳細は省くが，緩和時間や規格化された 4 次の角振動数を v とすると， 2 原子分子の質量中心間の距離

振動数モーメントの値から，非弾性 X 線散乱で観測されは 2a となり，このように修正された一次元鎖を伝わる波た液体 Bi の音響モードは粘弾性的な領域のものと判断での v と Q の関係は，きる。
畳み込まれる前の［ S ( Q, E )/ S ( Q )]M に現れる非弾性

v2＝2V21(1－cos Qa )＋2V22(1－cos 2Qa )ピーク位置が音響モードの励起エネルギーである。このよ
うにして実験から求めた液体 Bi の音響モードの励起エネと表される。ただし，振動数 Vi＝ Ki/m(i＝1, 2）とおい

ルギーを，Fig. 4 に○で表した。Fig. 4 には，Souto ら（■）

た。このモデルでは，第 1 項はピークが Q1 ＝ p / a に位置と我々（▲）の第一原理分子動力学シミュレーションによする正弦関数型の分散関係を与え，ピークが（1/2）Q1 とる音響モードの分散関係も合わせてプロットした。第一原（3/2）Q1 に位置する第 2 項が第 1 項のピークを鈍らせる。

理分子動力学シミュレーションに比べて非弾性 X 線散乱

そして V2/ V1＝ 0.5 のとき，最も台形型に近い分散関係をの励起エネルギーがわずかに小さくなっているが，分散関得ることができる。我々は，励起エネルギー v が Fig. 4

係はどちらも台形状である。すなわち，Souto らのシミュの ○ を 再 現 す る よ う に ， 振 動 数 V 1, V 2 と a を 最 適 化 しレーションの予想が非弾性 X 線散乱実験により実証された。得られた結果がピークの鈍った分散関係を与えている

た。

太い実線で，このとき V2/V1＝0.46であった。以上のよう一般に，単純液体金属の音響モードの分散関係は， Fig.

に，Peierls 歪みを伴う一次元鎖モデルが，液体 Bi の音響

4 の破線で示されるような正弦関数型をしている。このよ

モードの励起エネルギーの分散関係をよく再現できること

うな分散関係は，各原子が最近接原子とばね定数 K1 のばが明らかになった。この結果は，液体 Bi のナノメートル

ねで結ばれている単純な一次元鎖モデルの運動方程式を解の領域に注目すると，Fig. 1(b)に示されるようなパイエル

いて導くことができる。それに対して液体 Bi の分散関係

ス歪みを伴う原子配列が形成されていることを強く示唆している。

4. まとめS ( Q ）の第 1 ピークに肩が現れることから，液体 Bi の局所構造に異方的な結合が存在することが予想されていた。しかし，S(Q ）から導かれる動径分布関数は，すべての方向を平均した結果であるので，結合の異方性を伴う
Peierls 歪みが液体中に形成されているのかどうか，確証は得られていなかった。非弾性 X 線散乱実験により音響
モードの励起エネルギーを調べた結果， Peierls 歪みを伴う一次元鎖の音響モードの分散関係と一致することが分かった。これは，液体 Bi 中に Peierls 歪みを伴う異方的なナノ構造が形成されていることを強く示唆する結果である。
我々の研究は，原子やイオンが不規則に配置されている
Fig. 4

Open circles, black triangles and black squares denote the excitation energy of the acoustic mode in liquid Bi obtained by
IXS, our AIMD, and AIMD by Souto et al.17), respectively.
Also shown are the dispersion curves of a regular chain and a
distorted chain shown in Fig. 1(a) by broken and bold lines,
respectively.

78 ● 放射光 March 2016 Vol.29 No.2だけと考えられていた液体を原子の集団運動の観点から解析し，液体中には原子間にはたらく力を忠実に反映した規律のある構造がナノメートル程度の範囲にわたり形成されていることを証明した。これは，原子間に働く力を制御す
ればナノ構造をデザインできる可能性を示唆するものかもトピックス ■ 液体ビスマスの音響モードの奇妙な振舞いしれない。我々は，この研究成果が液体母合金を扱う材料科学分野の発展に役立つことを強く願っている。

10)
11)

謝辞
本研究は，(公財)高輝度光科学研究センター（SPring12)8 ）の BL35XU ビームラインにおいて実施された（利用13)

課題番号2011B1314, 2010B1173, 2009B1283）。
14)

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放射光 March 2016 Vol.29 No.2 ●

79

著者紹介
乾

雅祝

千葉文野

広島大学大学院 総合科学研究科 教授
E-mail: masinui＠hiroshima-u.ac.jp
専門金属半導体物性［略歴］
1989 年 京都大学大学院理学研究科 博
士後期課程修了。理学博士。
1989 年 九州大学教養部教務員， 1991 年
同助手
1994年 広島大学総合科学部 助教授
2009年より現職

慶應義塾大学理工学部物理学科 専任講師
E-mail: ayano＠phys.keio.ac.jp
専門液体，高分子，高圧物理［略歴］
2003 年 京都大学大学院理学研究科物理学
宇宙物理学専攻修了。博士（理学）。日
本学術振興会特別研究員（PD），慶應義塾大学物理学科助手，Rutherford Appleton
Laboratory Visiting Scientist（海外学振）を経て，2013年 4 月より現職。

梶原行夫

尾原幸治

広島大学大学院総合科学研究科 助教
E-mail: kajihara＠hiroshima-u.ac.jp
専門不規則系物理学（液体，ガラス）［略歴］
2003 年京都大学大学院理学研究科物理学
宇宙物理学専攻修了。博士（理学）。愛
知県科学技術交流財団研究員，名古屋工業大学研究員，広島大学助手を経て， 2007
年 4 月より現職。

高輝度光科学研究センター 利用研究促進
部門 構造物性 1 グループ 研究員
E-mail: ohara＠spring8.or.jp
専門非晶質構造解析［略歴］
2010 年九州大学大学院理学府凝縮系科学専攻修了。博士（理学）。
高輝度光科学研究センター協力研究員，京都大学産官学連携本部特定助教を経て，2015年 4 月より現職。

宗尻修治
広島大学大学院 総合科学研究科 准教授
E-mail: munejiri＠hiroshima-u.ac.jp
専門計算物理，物理教育［略歴］
1998 年 広島大学大学院生物圏科学研究科 博士課程後期修了。博士（学術）。
1999年 宇宙開発事業団 特別研究員
2002年 比治山大学 講師
2007年より現職

細川伸也
熊本大学大学院自然科学研究科（理学系）
教授
E-mail: hosokawa ＠ sci.kumamoto-u.ac.
jp
専門原子構造とダイナミクス， 3D 活性
サイト科学
［略歴］
1984 年京都大学大学院理学研究科物理学第一専攻単位取得退学。理学博士。広島大学助手，助教授，マルブルク大学研究員，
広島工業大学助（准）教授，教授を経て，2012年 4 月より現職。

80 ● 放射光 March 2016 Vol.29 No.2

筒井智嗣
高輝度光科学研究センター 主幹研究員
利用研究促進部門 構造物性グループ 非弾性散乱チームリーダー
E-mail: satoshi＠spring8.or.jp
専門固体物理，高分解能 X 線非弾性散乱，核共鳴散乱［略歴］
1999 年大阪大学大学院基礎工学研究科物理系専攻修了。博士（理学）。
日本原子力研究所先端基礎研究センター博士研究員，高輝度光科学研究センター研究員，同副主幹研究員を経て， 2015 年 4 月より現職。

Alfred Baron
理化学研究所 播磨研究所 バロン物質ダイ
ナミクス研究室 准主任研究員
E-mail: baron＠spring8.or.jp
専門Atomic Dynamics, X
Ray Optics,
Synchrotron Radiation Instrumentation.
［略歴］
AB received his PhD in Applied Physics
from Stanford University in 1995. He thenspent 3 years working at the ESRF before
moving to SPring8, where, as a member of
JASRI, he was responsible for designing,commissioning, and running BL35XU. He
moved to RIKEN in 2006 where, as theleader of the Materials Dynamics Laboratory, he is now commissioning BL43LXU.

トピックス ■ 液体ビスマスの音響モードの奇妙な振舞い

Anomalous behavior of the acoustic mode inliquid Bi
Masanori INUI

Graduate School of Integrated Arts and Sciences, Hiroshima University,
Higashi-Hiroshima, Hiroshima 7398521, Japan

Yukio KAJIHARA

Graduate School of Integrated Arts and Sciences, Hiroshima University,
Higashi-Hiroshima, Hiroshima 7398521, Japan

Shuji MUNEJIRI

Graduate School of Integrated Arts and Sciences, Hiroshima University,
Higashi-Hiroshima, Hiroshima 7398521, Japan

Shinya HOSOKAWA

Department of Physics, Graduate School of Science and Technology,
Kumamoto University, Kumamoto 8608555, Japan

Ayano CHIBA
Koji OHARA

Department of Physics, Keio University, Yokohama 2238522, Japan
Japan Synchrotron Radiation Research Institute, SPring8, Sayo-gun, Hyogo
6795198, Japan

Satoshi TSUTSUIJapan Synchrotron Radiation Research Institute, SPring8, Sayo-gun, Hyogo
6795198, Japan

Alfred. Q. R. BARON

Materials Dynamics Laboratory, RIKEN SPring8 Center, Sayo-gun, Hyogo
6795148, Japan

Abstract

To understand atomic dynamics in liquid Bi whose local structure is expected to be anistropic, wehave carried out inelastic xray scattering (IXS) measurements. The dynamic structure factor experimentally obtained exhibits a distinct inelastic peak of the acoustic mode, and it was found thatthe dispersion relation of the acoustic excitation energy shows an anomalous flat-topped proˆle.
These results explain the inconsistency of inelastic neutron scattering (INS) results in 1980's,
and are consistent with prediction by a recent ab initio molecular dynamics simulation [Souto etal., Phys. Rev . B 81, 134201 (2010)]. Our analysis with a linear chain model suggests that theanomalous dispersion relation in liquid Bi arises from local anisotropy accompanying the Peierls
distortion.

放射光 March 2016 Vol.29 No.2 ●81