共鳴非弾性 X 線散乱で見る強相関電子系物質の
電子励起
石井賢司
要

旨

日本原子力研究開発機構放射光科学研究ユニット〒6795148 兵庫県佐用郡佐用町光都 1
1
1

高温超伝導や巨大磁気抵抗効果を示す強相関電子系物質は現代の固体物理の重要な研究対象となっている。硬X 線領域での共鳴非弾性 X 線散乱（RIXS）を用いて電子励起を観測することで，それらの電子状態を明らかにしようという研究が発展してきている。最近，筆者らが行ってきたモット絶縁体に電荷をドープして金属化したマンガン酸化物と銅酸化物の RIXS による研究成果について紹介する。いずれの場合も，金属化してもモットギャップが残存しており，電子相関の影響が強く残っている。さらに，電子ドープ型銅酸化物においては，モットギャップ励起に加えて，上部ハバー
ドバンドでのバンド内励起の分散関係も観測できている。

1. はじめにス（電子励起）を観測することは，原理的には非共鳴非弾性 X 線散乱でも可能であるが，原子の持つ全電子が散乱

硬 X 線散乱と言えば回折実験が長きに渡ってその主流に寄与するフォノンと比べると一電子のみが寄与する電子であり，物質中の原子の位置を知るための測定手段として励起は強度が非常に弱く，現状では軽元素物質に適用が限重要な役割を果たしてきた。シンクロトロン放射光が Xられている8,9)。従って，強相関電子系物質のように重元

線源として出現したことで新たな展開が起こった。その一素を含んだ物質の電子励起の観測には，強度の共鳴増大がつは，放射光 X 線のエネルギー可変という特徴を利用し得られる共鳴 X 線非弾性散乱を用いることになる。

た共鳴 X 線回折による，磁気，電荷，軌道といった電子

一般的には RIXS とは軟 X 線を用いたものも含めて，自由度の秩序の観測である13)。共鳴 X 線回折は，X 線の入射 X 線により物質中の内殻電子を外殻に共鳴励起し，エネルギーを特定の元素の吸収端に合わせ，回折実験にス

その励起状態が緩和する過程で放出した X 線を分光する

ペクトロスコピー的な要素を組み合わせることで，電子状ものであり，共鳴 X 線発光分光（Resonant X-ray Emis-

態の空間的秩序を観測しようというものである。これらのsion Spectroscopy, RXES）と呼ばれることもある。軟 X

実験は， X 線散乱という観点から見ればいずれも弾性散線領域での研究も含めた最近の研究については，レビュー乱であり，物質の静的状態を調べることを目的としてい論文10)や本誌の解説記事11,12)に詳細に記載されている。我る。

々が対象とする物質は 3d 遷移金属化合物であり，エネル

物質の性質を理解するためには，静的状態だけではな

ギーが硬 X 線領域になる K 吸収端を用いることから，こく，素励起の観測を通じて動的状態を知ることが不可欠での解説記事で言うところの 1s 4p 1s RIXS に対応する。

ある。一般には，素励起スペクトルは運動量（Q ），およ

本稿での RIXS という用語は，筆者が実験を行っている

び，エネルギー（v ）に依存すると考えられ，広範な Q 

1s4p1s RIXS に限ったものとして用いることとする。

v 空間での励起スペクトルが観測可能な散乱実験の果た

さて，対象とする物質の 3d 遷移金属化合物であるが，すべき役割は大きい。近年，第三世代放射光を用いた X

その中に強相関電子系と呼ばれる物質群がある。そこでは

線非弾性散乱により，それが観測可能となってきた。現在

銅酸化物での高温超伝導やマンガン酸化物での巨大磁気抵の硬 X 線非弾性散乱は，主としてフォノンを観測するた抗効果などの興味深い物理現象が起こることから，現代のめの非共鳴非弾性 X 線散乱と，電子励起を観測するため

固体物理学上の最も重要な研究テーマの一つとなっていの共鳴非弾性 X 線散乱（Resonant Inelastic X-ray Scatter-

る。金属や半導体中での電子状態が一体近似に基づくバン

ing を略して，通常 RIXS と呼ばれている）の二つに分類

ド理論により定量的によく記述されるのに対し，強相関電される。前者の手法は，フォノンを測定するという意味で子系では電子の持つ運動エネルギーに比べて電子間のクーは中性子散乱と同等であるが，小さい試料で観測可能，元ロン相互作用（電子相関）が強く，電子状態の記述に多体素（核種）を選ばない，といった中性子散乱に対する優位

効果が無視できない難しい問題となっている。このような性を利用して，超伝導体などで重要な成果が出てきてい強相関電子系物質の電子状態の理解は，高温超伝導などのる47)。一方，物質の性質を決めている電子のダイナミク

物性の発現機構を解明するための出発点となるものであ

放射光 Nov. 2005 Vol.18 No.6 ● 347(C) 2005 The Japanese Society for Synchrotron Radiation Research

り，その特徴をいろいろな実験手法によって検証していかする必要があり，ヨハン型湾曲結晶を用いている。アナラ

なければならない。

イザーのエネルギー分解能は Bragg の式から得られる DE

強相関電子系の電子状態で特徴的なのは，一つの電子軌/E＝cot uADuA によって決まることから，高い分解能を得

道に電子が一個存在した（half-ˆlld と呼ばれる）モット絶（背面反射）に近い条件の結晶を用いるためには uA＝90°

縁であり，そのエネルギーギャップはモットギャップと呼る必要があり，大型の完全結晶が得られる Si もしくは Ge

ばれている。 RIXS によるモットギャップの最初の観測で最適な面指数を選ぶことになる。例えば， Mn の K 吸は，米国の Brookhaven 国立研究所にある NSLS で高温収端（6539 eV ）では Ge (531 )面，Cu の K 吸収端（8979

超伝導体の母物質について行われ， 2000 年に報告されeV ）では Ge ( 733 )面のように，元素ごとに最適な面が異た13,14) 。その後， APS でも実験が行われるようになり，なる。従って，新しい元素を含んだ物質の研究を始める際

銅酸化物を中心にさかんに研究が行われている。一方，筆には，その吸収端のエネルギーに応じた面を使ったアナラ

者らのグループは，これらの研究グループとは独立に，戦イザー結晶を用意しなければならない。現在， SPring-8

略研究プロジェクト（ CREST ）で，主としてマンガン酸の BL11XU では Mn と Cu の K 吸収端での実験が可能で化物の RIXS 測定を目標にした非弾性散乱装置を建設しある。以下に示すデータのほとんどは，これらのアナライ

た15) 。装置完成後，マンガン酸化物に限らず銅酸化物にザー結晶と Si(400)チャンネルカットモノクロメーターとついても研究を行っている。モットギャップの観測を中心の組み合わせで， Mn の K 吸収端で約 230 500 meV ， Cuにした数 eV 領域の電子状態の RIXS による研究は始まっの K 吸収端で約400 meV で測定している。

てから間もないが，研究の推移は第三世代放射光施設の立

ここで，ここ数年の間に起きた測定技術の進歩を同じ物

ち上げ期から利用期への移行時期と一致しており，言わば質のスペクトルを比較することで見てみる。Fig. 2 に，最第三世代放射光の発展に同期した先端的実験手法の一つで近，筆者がエネルギー分解能約 400 meV で測定した電子ある。本稿ではこの数年の間に筆者のグループで行われたドープ型高温超伝導体の母物質である Nd2CuO4 のスペク研究成果について主に実験の立場から紹介する。

トルを示す。同じ物質についての測定が 1998 年の論文に掲載されているが16) ，当時のエネルギー分解能は 1.9 eV

2. 共鳴非弾性 X 線散乱である。 6 eV のピークは同様に観測されているが，低エネルギー領域の違いは一目瞭然である。文献16)では弾性

2.1

実験方法

散乱の裾に埋もれていたのが，Fig. 2 ではモットギャップ

筆者が実験を行っている SPring-8 BL11XU15) の概略をを越える励起が 2 eV に見え，さらに，それより低エネル

Fig. 1 に示す。同じ非弾性散乱を測定することから，中性

ギーにギャップが開いていることが明瞭に観測されてい子散乱における三軸型分光器と類似している点は多い。しる。このギャップは Nd2CuO4 が絶縁体であることの現れ

かし，RIXS では入射エネルギー（Ei）に対する必要なエである。このように，RIXS の測定技術は日進月歩で進歩

ネルギー分解能（ DE）が DE/Ei ＝10－410－5 程度と中性している。最近，米国の APS では，文献 16 )のスペクト子散乱よりも桁違いに厳しいことから，それに応じた光学

ルを測定したグループも含めて 130 meV での測定が可能系を用意する必要がある。実験上のエネルギー分解能を決になっている17)。

めるのにはアナライザー結晶が重要な要素の一つである。

Fig. 2 の 結 果 か ら も わ か る よ う に ， RIXS で 低 エ ネ ル

アナライザー結晶は散乱 X 線を集光かつエネルギー分光

Fig. 2
Fig. 1

Schematic view of BL11XU at SPring-8.

348 ● 放射光 Nov. 2005 Vol.18 No.6

RIXS spectra of Nd2CuO4. The energy resolution is about
400 meV. Mott gap is clearly seen below 2 eV.

トピックス ■ 共鳴非弾性 X 線散乱で見る強相関電子系物質の電子励起れるというメリットもある。ただ，容易に想像できるように，この方法は三次元系では必ずしもうまく働かない。
ここで，硬 X 線領域の RIXS を他の実験手法と比べたときの利点，欠点について述べておく。筆者は，硬 X 線を用いた RIXS で電子励起を観測する最大の利点は運動量依存性が観測できるという点にあると考えている。これは，光学伝導度など光学測定や，軟 X 線を用いた RIXSと比べたときの大きな利点である。一方，運動量依存性を観測できるということでは，高温超伝導体などでその重要性が認められている角度分解光電子分光（Angle Resolved

Photoemission Spectroscopy, ARRES )18) が 知 ら れ て いる。両者を比べると，ARPES が電子の占有状態の情報を与えるのに対し，RIXS では励起された電子は束縛状態に
Fig. 3

RIXS spectra of Nd1.85Ce0.15CuO4 at Q＝(0.2, 0, l ). The, 91.2°, and 95.9°for l＝12.0,
scattering angles (2u) are 86.6°
12.5, and 13.0, respectively. The elastic scattering becomes
weak at 2u＝90°and the peak feature at 1 eV is clear in the
spectrum of l＝12.5. Because the momentum dependence ofthe excitation is weak along the caxis due to the strong twodimensionality of Nd1.85Ce0.15CuO4, we measured themomentum dependence of the abplane at l＝12.5.

とどまるので占有状態と非占有状態の両方の情報を与えることになる。これは，利点欠点というよりは，両者の違いと言うべきであろうか。ただ，劈開などの試料処理や超高真空が必要な ARPES に対し，硬 X 線を用いた RIXS ではその必要がなく， X 線を透過する窓を持ったセルに入れたままでの測定が可能である。この利点は，高圧や磁場などの極限環境下での測定の可能性へとつながり，実際，

100 GPa という超高圧下での測定も行われている19) 。まギーの励起を観測するためには，いかに弾性散乱の裾を押た，光電子分光でしばしば問題となるバルク敏感性についさえるかが重要になる。そのためには，エネルギー分解能ては， X 線が入射，出射する RIXS においては全く問題を上げることはもちろん重要であるが，弾性散乱の強度自とならない。3d 遷移金属の K 吸収端でおよそ数 mm から体を小さくすることも必要である。弾性散乱は主として数十 mm の侵入長が確保されている。一方，RIXS は，近Thomson 散 乱 が起 源で あ ると 考 えら れ る。 SPring-8 の年大きく進歩したとはいえ，エネルギー分解能は光学伝導

BL11XU のスペクトロメータのように入射 X 線の偏光が度や ARPES に比べるとまだ桁違いに粗く，今後の測定技

p 偏光（電場ベクトルが散乱面と平行）の場合は，Thom-術の開発はいかに高分解能を実現するかに向けられる。現son 散乱強度は散乱角（ 2u ）に対して cos2 2u の強度変化

状 の 最高 分 解能 100 meV は 温 度に 換 算す る と約 1000 Kの近くではその強度が減少すをするため，散乱角が 90 °で，興味ある物性を示す室温以下のエネルギー励起を捉える。従って，弾性散乱の裾も押さえられることになる。筆ることが今後の目標である。そのような測定が可能になれの Brillouin ゾー
者らは特に問題がない場合には，2u～90°

ば，RIXS は今以上に威力のある実験手法となることが期ンを選んで測定することにしている。そうすることで，低待される。

エネルギー（ 2 eV 程度以下）の励起が格段に見やすくな
り， Fig. 2 のようにモット絶縁体ではギャップが明瞭に観2.2

RIXS におけるモットギャップ励起

測できるようになった。 Fig. 3 にその効果が顕著に現れた以下の実験結果の中心となる RIXS によるモットギャッ

例を一つ示しておく。これらは，電子ドープ型高温超伝導

プ励起について説明する。RIXS は理論的には二次の光学体である Nd1.85Ce0.15CuO4 の Q＝(0.2, 0, l ）での RIXS ス

過程として記述されるが，ここでは図を使ってより直感的ペクトルであり， l ＝ 12.0, 12.5, 13.0 が 2u ＝ 86.6 °, 91.2 °,な説明を行う。Fig. 4 のように簡単化し，1s 軌道，クーロに対応する。 2u が 90 °に近い l ＝ 12.5 でのみ 1 eV の95.9 °

ン相互作用により下部ハバードバンド（ lower

Hubbard

励起がピークになって見える。 Nd1.85Ce0.15CuO4 などの高band,

LHB ）と上部ハバードバンド（ upper

Hubbard

温超伝導体の電子状態は強い二次元性を持っており， Fig.

band, UHB）に分裂した 3d 軌道，4p 軌道のみを考える。

3 が示すようにそれに垂直な c方向には（弾性散乱の強度

Fig. 4 ( a )が基底状態で RIXS の初期状態になる。エネル

を除けば）ほとんど運動量依存性がない。そのことを利用

ギー Ei ，運動量 ki の X 線を吸収し 1s 軌道にある電子がに近づけして c方向の運動量をうまく調整し散乱角を90°4p 軌道に共鳴励起される。その結果生じた 1s 軌道の内殻

れば，ab 面（CuO2 面）内の低エネルギー励起が弾性散乱

正孔との相互作用により吸収が起きたサイトの軌道のエネに埋もれることなく観測できるのである。また，ゾーン中

ルギーが下がる（ Fig. 4 ( b ））。エネルギーの下がった軌道

央で l が整数の場合は Bragg 散乱になるため非常に強いに周りのサイトから電子の移動が起こり，内殻正孔の正電弾性散乱が現れるのに対し，非整数ではその問題を避けら荷をスクリーンする（Fig. 4 (c））。4p 軌道にある電子が 1s

放射光 Nov. 2005 Vol.18 No.6 ● 349

Fig. 4

Schematic view of K-edge RIXS process. (a) All sites are
half-ˆlled in the initial state. (b) When the incident x-ray isabsorbed, a core hole is created in the 1s orbital. (c) An electron transfers from a surrounding atom to screen the corehole potential. (d) After emitting the x-ray, the transferred
electron remains in the UHB as a ˆnal state.
Fig. 5軌道に緩和し，エネルギー Ef，運動量 kf の X 線を放出す

Incident energy dependence of La0.6Sr0.4MnO3. Three
resonantly enhanced excitations are indicated by the arrows.
The strong intensity above 10 eV in the spectrum of Ei＝6550
eV comes from the Mn Kb5 emission line.

る（Fig. 4 (d））。系には 3d 軌道のクーロン相互作用（ U）の分だけエネルギーが渡され，それが EiEf に対応する。
エネルギー変化（EiEf ）を運動量変化（ki kf）の関数と起をモットギャップ励起と呼ぶこととする。

して観測することで，モットギャップ励起の分散関係が得
られる。

3.2

ホールドープによる電子状態の変化

LaMnO3 は反強磁性モット絶縁体であるが，＋ 3 価の3. 実験結果（マンガン酸化物）

La を＋2 価の Sr に置換することで Mn の 3d 軌道（LHB）にホールがドープされ，La0.6Sr0.4MnO3 では強磁性金属とマンガン酸化物の実験結果として， La1xSrxMnO3 におけるホールドープの効果と，x＝0.2での温度による相転移の際の電子状態の変化について述べる20)。

なる。
実際の RIXS の実験では，ある運動量で入射エネルギーを変えながらスペクトルを測定し，共鳴エネルギーを探す
ところから始まる。 Fig. 5 に La0.6Sr0.4MnO3 の入射エネル

3.1

マンガン酸化物の電子状態

ギー依存性を示す。図中矢印で示す通り，Ei＝6556 eV で母物質である LaMnO3 は，ペロブスカイト型の結晶構

3 eV 以下での強度が増大していることがわかる。我々の造をしており， Mn には 4 個の 3d 電子が存在する。結晶

注目するエネルギー領域はこの付近なので，以下の測定は場により縮退した 3d 軌道が分裂し，低エネルギー側が 3

入射エネルギーを6556 eV に固定して測定を行っている。

重縮退した t2軌道，高エネルギー側が 2 重縮退した e軌

より高い入射エネルギーで 8 eV と 12 eV にピークがみら道と呼ばれる。 4 個ある 3d 電子は Hund 則に従って， t2

れるが，これらは O 2p から Mn 3d および 4s/4p 軌道への軌道に 3 個，e軌道に 1 個の電子が入る。その際，2 重縮励起と考えられる。また， LaMnO3 との比較から，共鳴退した e軌道のどちらを占有するかという軌道の自由度

エネルギーのホール濃度依存性は小さいことがわかる。

があり，室温ではその縮退が解けて 3x 2 r 2 軌道と 3y 2 r 2

Fig. 6 ( a ) に Q ＝ ( 2.7, 0, 0 ） で の LaMnO3 と La0.6Sr0.4

軌道が交互に配列した軌道秩序の状態にある。以下で言う

MnO3 のスペクトルの比較したものを示す。ここでは，運モットギャップのエネルギーは， e軌道にさらにもう 1

動量 Q は LaMnO3 の斜方晶（空間群 Pbnm ）でとった指個の電子が加わったときに， e軌道を占有する 2 つの電数で表している。 LaMnO3 の 2.5 eV にあるピークが上述子の間に働くクーロン相互作用の大きさに対応する。このしたモットギャップ励起に対応しており，その分散関係や2 つの e軌道が Fig. 4 でいう LHB と UHB に対応する。

散乱強度のアジマス角（散乱ベクトル周りの回転）依存性

実際には， LaMnO3 は電荷移動型絶縁体であり， LHB はは，軌道秩序を仮定した理論計算と良い一致を示してい周りの酸素の 2p 軌道と強く混成しているが，ここでは広る21,22) 。 こ の モ ッ ト ギ ャ ッ プ を 越 え る 励 起 が La0.6Sr0.4

義のモット絶縁体と考え， LHB ＋ O 2p から UHB への励

MnO3 のスペクトルでも 2 eV 付近に残っていることがわ

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トピックス ■ 共鳴非弾性 X 線散乱で見る強相関電子系物質の電子励起

Fig. 6RIXS spectra of LaMnO3 and La0.6Sr0.4MnO3 (a) at Q＝(2.7, 0, 0) and (b) at higher scattering angle. The excitation
across the Mott gap persists even in the metallic La0.6Sr0.4
MnO3. At the same time, the gap is partly ˆlled.

Fig. 7RIXS spectra of La0.8Sr0.2MnO3 at some temperatures. The
scattering intensity increases with temperature along the〈h00〉direction, while it is independent of temperature along
the〈hh0〉direction.

かる。この結果は，LHB に40 もホールをドープして金La0.8Sr0.2MnO3 は，高温では常磁性絶縁体であるが，室属化した La0.6Sr0.4MnO3 においても電子相関の効果が残温付近（309 K ）で相転移を起こし強磁性金属となる23)。

っていることを示す重要な結果である。 LaMnO3 と La0.6

その相転移をまたいで RIXS スペクトルを測定した。 Fig.

Sr0.4MnO3 の違いは，モットギャップよりも低いエネル

7 ( a )は Q ＝( 2.7, 0, 0 ）でのスペクトルである。散乱強度で測定したスペク
ギーで顕著である。Fig. 6 ( b)に 2u～90 °が顕著な温度依存性を示しており，その強度変化は 5 eVトルを示す。測定している運動量が異なっているが，両物付近にまで及んでいる。また，散乱強度の温度依存性は磁質とも運動量依存性が小さいことが実験的に確かめられて化に似た変化をしており，この電子状態の変化が常磁性絶いるので今 は問題とは ならない。 モット絶縁 体である縁体から強磁性金属への相転移と強く結びついていること

LaMnO3 では明瞭にギャップが見られるのに対し，金属がわかる。この実験結果は，温度よりも遥かに高いエネル

である La0.6Sr0.4MnO3 ではモットギャップよりも低エネ

ギー領域まで電子状態の組み替えが相転移により引き起こ

ルギーまで連続的に励起が存在し，ギャップが埋まっていされる，というマンガン酸化物の特徴をとらえたものであることがわかる。モットギャップ励起を残しながらギャッる。

プが埋まるというのが，ホールドープにより金属化した

La1xSrxMnO3 の特徴である。

一方，Fig. 7(b)に示す Q＝(2.2, 2.2, 0）では強度の温度変化は小さい。他の運動量でも測定したところ，〈 h00 〉
方向は大きな温度変化を示すのに対し，〈hh0〉方向（Mn

3.3

強磁性転移による電子状態の変化（La0.8Sr0.2MnO3 の温度依存性）

ペロブスカイト型マンガン酸化物では，電荷，スピン，

O Mn 方向）の温度依存性は小さく，この温度依存性は運動量の方向に依存することがわかった。このような電子状態の異方的な変化は運動量依存性が観測できるという軌道，格子といった多くの自由度があり，それらの間に働RIXS の特徴が生きて初めて明らかにできたものである。

く相互作用（クーロン相互作用，フント相互作用， Jahn-

残念ながら，この異方的な温度依存性の原因はまだ明らか

Teller 相互作用，等）が eV に近いオーダーで拮抗していにできていないが，マンガン酸化物において種々の物理量る。その結果，弱い外場で相互作用間のバランスを変えるに異方性を与えている軌道自由度と関係があるのではない

ことによって多彩な相が現れるというところが，この物質かと考えている。

の興味深い点である。磁場という比較的弱い摂動によってこの実験結果が論文として出版された直後に，米国のグ

電気抵抗が何桁も変わるという巨大磁気抵抗効果もその一ループからも類似の結果が報じられた24) 。そこでは温度つである。ここでは，その特徴が現れた実験結果を示す。

変化のある〈h00〉方向のみの測定であるが，強磁性転移を

放射光 Nov. 2005 Vol.18 No.6 ● 351

示すペロブスカイト型マンガン酸化物を数種類測定し，いずれの物質でも，強磁性転移温度以下で 5 eV 以下の散乱強度が増大することが示された。

4. 実験結果（銅酸化物）
4.1

銅酸化物高温超伝導体の電子状態

高温超伝導体の母物質中にある Cu は＋2 価の（3d )9 状
態にある。最も高いエネルギー準位にある x 2y 2 軌道には電子が 1 個存在し，そのバンドが強いクーロン相互作用（約 8 eV ）により分裂することで絶縁体となっている。また，すべての銅酸化物高温超伝導体は共通の構成要素として CuO2 面をもっており，フェルミ準位近くの電子状態には Cu 3d の x 2y 2 軌道の他に O 2p 軌道も関与している。
高温超伝導体の母物質は主に O 2p 軌道がつくるバンドから x 2y 2 軌道の UHB への電荷移動エネルギー（約 2 eV）
がギャップとなった電荷移動型絶縁体である。そこに，ホールや電子をドープすることで高温超伝導が出現する。

Fig. 8

Crystal structure of YBa2Cu3O7d (d＝0). Two crystallographically inequivalent Cu atoms exist in the unit cell.
One forms CuO2 plane (red) and the other is in the CuO
chain (purple).

高温超伝導体の母物質中に化学置換や X 線励起によって導入されたホールは主に O 2p 軌道に入ることになり，ホールの持つスピンと Cu 3d 軌道上のスピンが一重項束

ホール濃度が調整され，d ～0.05で転移温度が最大（Tc ＝縛状態（ Zhang-Rice Singlet）を形成する。銅酸化物高温

93 K ）になる。常伝導状態での電気伝導度や光学伝導度

超 伝 導 体 で は ， こ の Zhang-Rice Singlet が 作 る バ ン ド

だけでなく，超伝導状態でも a 軸方向（ CuO 鎖に垂直）（ ZRB ）と UHB の間のギャップが（広義の）モットギャと b 軸方向（ CuO 鎖に平行）の間に異方性が見られるこップと呼ばれ，以下でもそれに従うことにする。

とから，何らかの形で CuO 鎖が物性に寄与していると考

銅酸化物におけるモットギャップ励起の RIXS による研えられている。物性に対する CuO 鎖の役割を議論するた

究は， ZRB を LHB と見なした Hubbard モデルに対するめには， CuO2 面と CuO 鎖を分離して測定し，それぞれ

厳密対角化計算による理論が実験に先立って報告され，まの電子状態を明らかにしておく必要がある。ここでは，最ず二次元絶縁体から始まり25) ，一次元絶縁体26) ，電荷が適ドープの YBa2Cu3O7d （ Tc ＝ 93 K ）について，非双晶ドープされた二次元系27) について励起の分散関係が示さ

単 結 晶 を 用 い た RIXS ス ペ ク ト ル の 運 動 量 依 存 性 か られた。この理論は以下に示す筆者らの実験結果も非常にうCuO2 面と CuO 鎖のモットギャップを区別したという結まく説明できている。最近では， O 2p 軌道をあらわに取果について紹介する。

り入れた dp モデルでの計算も行われている28,29)。

実際の実験では，マンガン酸化物のときと同様に，入射

一方，実験も理論を追って次々と行われ，米国の 2 つエネルギー依存性を測定して共鳴条件を探すところから始のグループによって高温超伝導の母物質である Ca2CuO2

まるが，ここでは，重要な運動量依存性の結果のみ示す。

Cl213) ， La2CuO430) およびホールドープにより超伝導体とFig. 9 に運動量依存性を等高線図にプロットしたものを示

なった La2xSrxCuO431)，一次元系では頂点共有の Sr2CuO3，

す。運動量は二次元 CuO2 面の還元 Brillouin ゾーンで示

SrCuO232,33)，辺共有の CuGeO334)，Li2CuO235)についてのしている。この図では弾性散乱とモットギャップ励起より報告がなされた。筆者らのグループはそれらと一線を画すも高エネルギーの励起は差し引いてある。（ Fig. 9 は文献るために， CuO2 面と CuO 鎖が共存する特徴的な結晶構36 )の FIG. 2 の open marks を再 プ ロ ット し た もの で あ造を持った YBa2Cu3O7d36)，電子ドープ型超伝導体である

る。）1.03.5 eV に渡るほとんど分散のない励起に加えて，

Nd2xCexCuO437)についての測定を行った。

（ 0, p ）と（ p, p ）で強度が増大する励起が存在することが わかる 。 CuO 鎖は b 軸 に沿っ て存在 してい るこ とか

4.2

YBa2Cu3O7d

代表的な高温超伝導体の一つである YBa2Cu3O7d は特ら，その方向に運動量依存性が顕著に現れると考えられる。従って，b軸のゾーン端に対応する（0, p）と（p, p）

徴的な結晶構造をしている。 d ＝ 0 の結晶構造を Fig. 8 にで強度が増大する部分は CuO 鎖に由来しているといえ示す。超伝導を担う 2 層の CuO2 面に加えて b 軸方向に走る。一方， CuO2 面は a方向と b方向は等価であるはず

る一次元 CuO 鎖が存在し，その結果，斜方晶となっていなので， 1.5 3.5 eV に渡る運動量に依存しない励起は，る。CuO 鎖中の酸素の欠損量（ d）によって CuO2 面内のCuO2 面のものと考えられる。

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トピックス ■ 共鳴非弾性 X 線散乱で見る強相関電子系物質の電子励起

Fig. 9Momentum dependence of RIXS spectra from optimallydoped and twin-free YBa2Cu3O7d. The elastic tail and the excitation at higher energy are subtracted from the raw data.
The excitation form the one-dimensional CuO chain is enhanced at 2 eV near the zone boundary of the bdirection,
namely (0, p) and (p, p), while the excitation from the
CuO2 plane is broad at 1.53.5 eV and almost independentof the momentum transfer.

Fig. 10

Momentum dependence and of RIXS spectra from Nd1.85
Ce0.15CuO4. The excitation at 2 eV near the zone center is
identidied is identiˆed as an interband excitation across theMott gap, while the dispersive excitation, which shifts tohigher energy accompanied by an increase of spectral width
as a function of momentum transfer, is an intraband excitation in the upper Hubbard band.

電子ドープ型高温超伝導体の母物質である Nd2CuO4 に最適ドープの YBa2Cu3O7d では，CuO2 面，CuO 鎖とも

おいて＋ 3 価の Nd を＋ 4 価の Ce に置換することで電子

 二次元
ホールがド ープされて いるが，そ のときに， 

ドープすることができる。 Fig. 10 に超伝導に対する最適 一次元 CuO 鎖では
CuO2 面の運動量依存性は小さい，

ドープにある Nd1.85Ce0.15CuO4 の RIXS スペクトルを示す。

ゾーン端であるエネルギーに強度が集中する，という特徴

Fig. 9 と同様に，弾性散乱と高エネルギー側の励起は差しが観測された。この 2 つの特徴は，二次元（CuO2 面）お引 い てあ る 。ス ペ クト ル に は特 徴 的な 2 つ の 励 起が あ

よび，一次元（ CuO 鎖） Hubbard モデルで理論計算とよる。一つはゾーン中央に 2 eV 付近にある励起であり，もく一致している。しかも，励起エネルギーの大きさを定量

う一つはゾーン中央からゾーン端に向けて高エネルギーに的に合わせるためには，一次元 Hubbard モデルでのクーシフトする分散の大きな励起である。この二つの特徴は，

ロン反発（U）を二次元のそれよりも小さくとる必要があ

文献 27 )で理論的に予想されていたものであり（文献 37 )った。これは，実際の系では CuO 鎖のモットギャップのでは実験結果に合うようにより現実的なパラメーターで再大きさが CuO2 面に比べて小さいことを意味しており，計算している），前者がモットギャップを越えるバンド間YBa2Cu3O7d での CuO2 面と CuO 鎖の電子状態の違いの励起，後者が UHB 内でのバンド内励起であるとされた。

一側面を RIXS により明らかにできた。

このことは，その後のドープ量の異なる試料の測定により実験的にも検証された。 Fig. 11 に x ＝0.15 と x ＝0.075 のス

4.3

Nd2x Cex CuO4

モット絶縁体へのホールドープの効果は，La2xSrxCuO4ペクトルの比較を示すが，2 つの励起がドーピング依存性について顕著な違いを示していることがわかる。ゾーン中

や上述の La1xSrxMnO3 が研究され，モットギャップより央に 2 eV 付近にある励起は x ＝ 0.15 と x ＝ 0.075 でほとんも低いエネルギーに連続的な励起が観測されている。さらど変わらないのに対し，分散を示す励起は x ＝ 0.075 で強に，La2xSrxCuO4 では，超伝導に対する最適ドープ（ x ＝度が半減しており，ドープされた電子量に強度がほぼ比例0.17 ）ではその連続的な励起が（0, 0 ）と（ p, 0 ）に限らしているようである。この違いは，2 つの励起をバンド間れていたのが，過剰ドープ（x＝0.30）では，（p, p）にま励起とバンド内励起と考えることで自然に理解できる。

で広がってくるという，運動量依存性がみられる17)。

理論との比較ににおいてもう一点重要な知見が得られて一般的には，モット絶縁体に電荷をドープすると，モッいる。それは，Nd1.85Ce0.15CuO4 のバンド内励起の，線形トギャップを越えるバンド間励起に加えて，ホールドープに近い分散関係をもつ，ゾーン中央からゾーン端にむけての場合は LHB 内，電荷ドープの場合は UHB 内でのバン幅が増大する，という特徴が， Hubbard モデルに基づいド内励起が存在する。ホールドープで見られたモットギャて計算された電荷の動的相関関数と定性的に一致している

ップよりも低エネルギーにある連続的な励起はバンド内励という点である。 X 線は電荷と直接結合することから非起と考えられる。電子ドープにおいてもバンド内励起が観共鳴 X 線散乱により電荷の相関関数を観測でき，スピン

測され，しかもその分散関係が観測されたという結果につの相関関数が観測できる中性子散乱と相補的な実験手法といて以下に示す。

なり得るという点はよく知られている。共鳴 X 線散乱

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ずにいかに高分解能を実現するか」我々実験家が挑戦すべき課題は極めて大きい。
謝辞
本研究は序章に書いたように遠藤康夫教授（ 1998 年発足当時東北大学教授）が主催した戦略研究プロジェクト（CREST）の成果であり，筆者との主な共同研究者である
稲見俊哉博士，水木純一郎博士（原研放射光），遠藤康夫
教授（国際高等研，原研研究嘱託），村上洋一教授（東北大，原研客員研究員），筒井健二博士，遠山貴己助教授，
石原純夫助教授，前川禎通教授，山田和芳教授（東北大），
廣田和馬助教授（東大），守友浩教授（筑波大），増井孝彦
博士，田島節子教授（超電導工研，大阪大）らに感謝したい。本稿では詳しく紹介できなかったが，摂動効果の大きな散乱プロセスから得られるスペクトルの解釈に理論家がFig. 11Comparison between Nd1.85Ce0.15CuO4 and Nd1.925Ce0.075
CuO4. The interband excitation across the Mott gap is independent of the electron concentration. On the other hand,
the intensity of the intraband excitation in the upper Hubbard band is almost proportional to the electron concentration (x).

果たした役割は非常に大きい。また，アナライザー結晶を作製してくれた P. Abbamonte 博士（ BNL ），葛下かおり
博士（大阪電通大），実験をサポートしてくれた原研放射光重元素科学研究グループのメンバーにも感謝したい。

参考文献
1)

は，共鳴過程が入るために電荷の相関関数とは完全に一致するわけではないが，この結果の示すところは，電荷の動2)的相関関数の定性的な部分は共鳴 X 線散乱でも観測可能であるということであり，RIXS は強相関電子系物質の電3)荷ダイナミクスの観測手法として重要な役割を果たすことができると期待できる。

5. 終わりに

4)

5)

以上，筆者が中心に行ってきたごく最近の RIXS の結果を紹介した。SPring-8 では BL11XU の他にも BL12XU，

6)

BL19LXU38,39)でも硬 X 線を使った RIXS の実験がそれぞれ独立して行われ，急速に電子励起スペクトルの研究が進んでいる。ここ数年の間に数百 meV のエネルギー分解能を実現し，モットギャップ励起などの電子状態の測定が可能となった。将来さらなる分解能の向上を図り，超伝導ギ

7)
8)
9)

ャップやマンガン酸化物での軌道の集団励起などの分散関係を観測すると，超伝導や軌道と電荷とスピンとの協調など低いエネルギースケールでの物性と直接関連づけた議論を行うことが可能となる。RIXS の測定では，入射エネル
ギー，励起エネルギー，運動量，場合によっては偏光な

10)
11)
12)
13)

ど，いくつものパラメーターを実験目的に応じて最適化する必要があるにもかかわらず，散乱強度が弱いため測定には非常に多くのビームタイムを要する。例えば，ここに挙

14 )
15)

げたモットギャップ励起の強度は 1 cps のオーダーで，入射エネルギーを固定して分散関係を測るだけでも 3 4 日
程度の時間が必要となる。「観測される散乱強度を落とさ

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● 著者紹介 ●石井賢司
日本原子力研究所 放射光科学研究セン
ター
E-mail: kenji＠spring8.or.jp
専門固体物理学，共鳴弾性非弾性 X
線散乱による強相関電子系物質の研究［略歴］
1999 年東京大学理学系研究科物理学専
攻博士課程修了， 1999 年日本学術振興会未来開拓学術研究推進事業研究プロジ
ェクト博士研究員， 2001 年日本原子力研究所放射光科学研究センター研究員，現在に至る。

Electronic excitations in strongly correlated
electron systems studied by resonant inelastic
x-ray scattering
Kenji ISHII

Synchrotron Radiation Research Unit, Japan Atomic Energy Agency
111 Kouto, Sayo-cho, Sayo-gun, Hyogo 6795148, Japan

Abstract Strongly correlated electron systems are one of the most important issue in modern solid statephysics, because they show interesting phenomena such as high-T c superconductivity and colossal magnetoresistance. Resonant inelastic x-ray scattering (RIXS) technique in the hard x-ray regime has been developed to clarify their electronic structure. Our recent RIXS studies on metallic manganites and cuprates aredescribed. The excitation across the Mott gap is observed even in the metallic phase and the electron correlation eŠect persists in the carrier-doped Mott insulators. In addition to the Mott gap excitation, the dispersion
relation of the intraband excitation in the upper Hubbard band is successfully observed in the electron-doped
cuprates.

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