放射光科学30年の歩みと展望

X 線共鳴散乱による磁性研究有馬孝尚
東京大学新領域創成科学研究科物質系専攻
理化学研究所創発物性科学研究センター

千葉県柏市柏の葉 515埼玉県和光市広沢 21

物質中の磁気モーメントが X 線の散乱源となることは30年以上前から指摘されており，また，内殻電子の励起に相当するエネルギー近傍で共鳴増大を示すことも古くから明らかになっていた。一方で，共鳴 X 線散乱が実際の■
要
旨

磁性研究に役に立った例はまだそれほど多くない。真の有効利用が進むためには，類似の磁性研究手法である中性子散乱と比較した際の特徴を理解する必要がある。共鳴 X 線散乱の特徴を考えると，5d 遷移金属やランタニド化合物が重要なターゲットになるはずである。また，今後の大きな方向性として，イメージングや時分割測定を組み込んだ形の 8 次元観測を目指すべきであろう。

たのは， X 線磁気散乱より遅く，放射光学会設立の前後

1. はじめにのようです5,6)。磁化を持つ物質による X 線吸収は，左右

日本放射光学会が設立された 1988 年を振り返ってみま

円偏光に対して異なります。これが XMCD です。XMCD

しょう。前年に Bednorz と M äuller がノーベル物理学賞をは磁性イオンの吸収端で共鳴的に増大します。このような受賞しています。 1988 年になると金属材料技術研究所のXMCD の有する元素選択的な磁化情報や，スペクトル解前田氏が初めて100 K を超える超伝導を報告しています。

析によるスピン角運動量と軌道角運動量の区別などの特徴

このように， 1988 年は日本全体がバブル経済に浮かれるを活かした磁性研究が 3d 遷移元素を含む強磁性体につい中で，物理の世界は超伝導フィーバーの真っただ中でして行われています。さらに，近年では，スピンエレクトロた。高温超伝導の研究では，超伝導と磁性の関連が興味のニクスの隆盛に伴って，スピン分解角度分解光電子分光

中心となりました。超伝導と磁性の関係性については，す（ ス ピ ン 分 解 Angle-resolved

でに， UBe13 や UPt3 などの重い電子超伝導体が発見されtroscopy スピン 分解 ARPES ） の重要度が増していまたころから指摘されていました。しかし，銅酸化物では，す。半導体の教科書では，電子のスピンはエネルギー固有反強磁性体へキャリア注入した結果高温超伝導が生じたと値には無関係で単に縮退度に寄与するのみでした。しかみなせるだけに，大きなインパクトがあったのです。高温

し，スピン軌道相互作用に基づくスピン分裂が様々な固体

超伝導体の磁性の研究は，磁化測定と微視的な計測を組みで重要視されるようになったことから，スピン分解

合わせる形で進められました。微視的な計測の代表が，核ARPES が重要な測定ツールとしての地位を確立しつつあ

磁気共鳴/緩和（Nuclear

Magnetic

Resonance/Relaxa-

Photoemission

Spec-

ります。
さ て ， 本 稿 に お け る 主 題 は ， XMCD や ス ピ ン 分 解

tion: NMR）や中性子散乱でした。

その当時の X 線による磁性研究はどのような状態だっ

ARPES ではなく，X 線共鳴散乱による磁性研究です。高たのでしょうか。私はその現場にいたわけではないのです

温超伝導体研究でわき役であった X 線共鳴磁気散乱が，が，X 線磁気散乱はかなり以前に観測されており)，1988

その後どのように発展したのかを振り返ったうえで，将来年には，すでに共鳴増大が予測，観測されていたようで展望について個人的な見解を述べます。4 年ほど前に本学

す24) 。もし， X 線磁気散乱が本当に役に立つ測定法であ会誌に「硬 X 線を用いた強相関電子系の構造物性研究」

ったなら，大きな単結晶を作るのが難しかった高温超伝導というタイトルで記事を書かせていただいており7)重なる体の研究において，大活躍していたことでしょう。しか部分も多いとは思いますが，ご容赦いただければ幸いです。

し，実際は違いました。NMRや粉末中性子回折のほうが役に立ったのです。 X 線磁気散乱は「中性子で見られる
磁気超格子反射が放射光でも観測できる場合がある」といX 線共鳴散乱の将来像を考えるにあたっては，まずそう状態でした。
現在，磁性研究において最もよく利用される放射光 X
線測定は X 線磁気円二色性（Xray

2. X 線共鳴磁気散乱の特徴の特徴を把握する必要があります。特に，中性子散乱とのCircular

比較は重要です。電子による電磁波の散乱過程は，電子のDichroism: XMCD）でしょう。XMCD の観測が報告され

個性（運動量，エネルギー，スピンなど）に依存しないもMagnetic

58 ● 放射光 March 2018 Vol.31 No.2
(C) 2018 The Japanese Society for Synchrotron Radiation Research特集 ■ 放射光科学30年の歩みと展望のと，依存するものに分けることができます。後者は，電偏光で強度差が生じますし，散乱面に平行や垂直の直線偏磁波の光子エネルギーが電子の励起エネルギーに近づくと光を持つ X 線が入射した場合に，散乱 X 線の偏光が回転増大します。これを共鳴散乱と呼びます。 X 線の光子エする現象もみられます。共鳴磁気散乱は反強磁性体でも生ネルギーは数百から数万 eV と大きいため，内殻原子軌道

じます。物質中の角運動量の配列が原子の周期と異なる場と非占有の電子軌道の間の電子遷移と共鳴することになり

合は，磁気超格子が作る反射が新たに生じます。

ます（Fig. 1）。これが X 線共鳴散乱です。ここで，X 線の

このように考えると，中性子散乱と共鳴 X 線散乱の共光子が±のスピン角運動量を有していることに注目しま

通点と差異が明らかになります。まず，両者とも，磁気す。電子が励起された散乱の中間状態では，最初の状態とモーメントの空間変化や時間変化のフーリエ変換に相当す

比べて物質の角運動量が 変化することになります。特る散乱成分を有します。しかし，観測しているものは両者に，円偏光 X 線が入射した場合は，そのヘリシティによで同じではありません。中性子の磁気散乱は，双極子双極って角運動量が増えるか減るかが決まります。ある原子サ子相互作用によって説明されます。すなわち，物質中の磁イトでの散乱を考えると，始状態でその原子の角運動量が束密度の空間分布や時間変化を直接観測しています。一方，ゼロであれば，中間状態で角運動量が増える過程も減る過X 線の共鳴磁気散乱は，電子の非占有軌道の空間時間

程も同様に生じますが，始状態の角運動量がゼロでなけれ構造を，内殻軌道からの励起によって観測しています。しば，中間状態で角運動量が増える過程と減る過程とでは確たがって，中性子散乱が磁気モーメントの空間時間構造

率や位相が異なることが予想されます。これはちょうど強の定量的な解析に向いているのに対して，共鳴 X 線散乱

磁性体における XMCD の原理と共通しています。強磁性

は，スピン角運動量や軌道角運動量を含む波動関数の空間

体では，特定の構成元素が平均としてスピン角運動量や軌

時間構造の情報を得るのに適しているのです。

道角運動量を有しています。円偏光 X 線の持つスピン角運動量は，強磁性体の角運動量を増やすか減らすかのいず
れかの作用を有することになるため，左右円偏光で X 線の吸収強度が異なります。さらに，吸収スペクトルが異な

3. X 線共鳴磁気散乱の利用の現状
3.1

3d 遷移金属る結果，屈折率のスペクトルにも左右円偏光で差が生じま

磁性体の研究の主役は， 3d 遷移金属，およびその化合す。この効果は X 線のファラデー回転（磁気旋光）とし物です。 3d 遷移元素における内殻の構造は（ 1s )2 ( 2s )2て観測されます。

( 2p )6( 3s )2( 3p)6 となっており，価電子伝導電子は主に強磁性体における左右円偏光の X 線に対する応答の差

3d 軌道と 4s 軌道を占有します。硬 X 線領域に対応する電は， X 線の吸収や透過だけではなく， X 線の散乱にも反子励起は 1s 電子の励起であり，いわゆる K 吸収端のエネ映されます。実際，強磁性体のブラッグ散乱では，左右円

ルギー付近で共鳴します。しかし，K 吸収端のX 線共鳴散Fig. 1

Processes of resonant X-ray scattering at L3 edge on a transition metal ion. (a) A 2p electron is excited to a valence state by x-ray irradiation. (b) The excited electron emits an x-ray photon and returns back to the core level(elastic scattering). (c) Another electron is relaxed to the core level by emitting an x-ray photon (inelastic scattering).

放射光 March 2018 Vol.31 No.2 ●59

乱は，磁性研究にはほとんど使われません。その理由は，

道からの励起は，軟 X 線の領域に入り波長が長くなる以

二つあります。一つ目は， 3d 価電子への励起の振動子強外 は， K 吸収 端の 共鳴 効 果と 同じ よう な 特徴 を有 しま

度があまり大きくないことです。電磁波による電子励起のす。波長が長くなると，ブラッグの法則を満たすことが難

主要項は電気双極子遷移ですから， 1s 内殻電子が X 線をしくなるだけで，利点はあまりありません。したがって，吸収すると主に p 軌道へと遷移します。一方，価電子や伝L1 吸収端の共鳴効果を利用した共鳴散乱研究の例はほぼ

導電子の主要な成分は 3d 軌道や 4s 軌道ですから，大きな皆無です。

共鳴増大を示さないのです。もう一つは，s 電子が軌道角価電子の波動関数の主な構成要素である 3d 軌道や 4s 軌

運動量を持たないことです。 3d 遷移金属やその化合物の道への遷移確率が大きい内殻軌道は，p 軌道となります。

磁性体では，多くの場合，価電子状態の軌道角運動量が凍2p 軌道からの電子励起は軟 X 線領域に位置します。また，

結しています。始状態も中間状態も角運動量を有さないの

3d 遷移元素の 2p 軌道は10 eV を超える大きなスピン軌道であれば，光子の角運動量が増える過程と減る過程はほぼ相互作用を有するため，全角運動量 J が良い量子数となり等価な確率で生じるでしょう。すなわち，左右円偏光の吸ます。励起状態の（ 2p )5 は， J ＝ 3/2 と J ＝ 1/ 2に分裂し，収の差はあまり期待できないのです。
筆者らのグループは，3d 遷移金属の K 吸収端におけるそれぞれの光子エネルギー位置（L3, L2 吸収端）での共鳴効果が期待されます。また，内殻軌道側でスピンと軌道が共鳴散乱を利用した少し変わった磁性研究として，対称性結合しているため，価電子のスピン角運動量が 0 でなけの低いサイトに位置する 3d 遷移金属のスピン状態の観測

れば，左右円偏光 X 線での励起強度に大きな差が生じまを試みてきました8,9) 。遷移金属が 4 つの陰イオンに正四す。このことが，大きな XMCD を生じさせています。同面体的に囲まれる状況は頻繁に現れますが，このサイトは様に，共鳴 X 線磁気散乱も十分強いものとなります。た明らかに空間反転対称性を有しません。この場合，価電子

だし，共鳴エネルギーに対応する波長は 10 Å を超えてお波動関数の 3d 軌道に p 軌道成分が混ざるので，1s 内殻状り，ブラッグの法則を満たす面間隔はかなり長いものに限態からの電気双極子遷移を顕わに考えることができます。

られます。遷移金属やその化合物の磁性体でそのような面

この電気双極子遷移と 3d への電気四極子遷移の干渉効果

間隔を持つ磁気秩序はあまり多くありません。その点が，は基底状態の電子スピンの方向に依存します。この効果

共鳴 X 線磁気散乱の適用範囲を狭めています。

は，局所的な極性とスピンが生み出すトロイダル，あるい

周期の長い磁気超構造の観測には， L3 ， L2 吸収端におは，磁気四極子の観測方法として利用することが可能でける共鳴磁気散乱を利用することが可能です。このことかす。私たちはこの点に注目し，スピネル構造を有する酸化ら，筆者らのグループは近年，共鳴小角散乱を磁気スキル

物 Fe3O4 や MnCr2O4 の 磁 気 共 鳴 散 乱 の 測 定 を 行 い ま しミオンと言われる10 nm 程度の磁気構造体の観測に用いてた。これらの物質の四面体サイトを占める Fe イオンやいます10) 。磁気スキルミオンとは，二次元強磁性体中のMn イオンのもつ磁気モーメントの向きは，フェリ磁性相

局所的な欠陥11) で，第二種超伝導体の渦糸と同じように

において一方向に揃います。一方，四面体の向きは隣り合三角格子を組みやすいことが知られています12,13)。三角格

う四面体ごとに逆向きとなります。よって磁気モーメント

子状態について共鳴軟 X 線散乱実験を行うと，小角散乱と空間反転対称性の破れ（正確には電気八極子）の「積」

領域に Fig. 2 に示すような磁気超格子が明瞭に観測されるであるトロイダルや磁気四極子も，反強的に整列し，共鳴のです。

磁気散乱を生じることが期待され，実際に磁場変調法により観測することができました8,9)。
1s 軌道の次に位置する軌道は 2s 軌道となります。2s 軌

Fig. 2(a) Magnetic skyrmion. (b) Magnetic superlattice re‰ections in the magnetic skyrmion triangular lattice phaseobserved by small-angle resonant soft x-ray scattering. Excerpt from Ref. 10).

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特集 ■ 放射光科学30年の歩みと展望

3.2

ランタニド

ランタニドおよびその化合物は，らせん磁性，永久磁石，磁気光学材料，重い電子系など特徴のある磁性や物性機能を示すため，古くから磁性研究の対象となってきました。ランタニド元素における内殻の構造は（ 1s )2 ( 2s )2( 2p )6( 3s )2 ( 3p )6 ( 3d )10 ( 4s )2 ( 4p )6( 4d )10 ( 5s )2( 5p )6 となっており，価電子伝導電子は主に 4f 軌道，5d 軌道，6s 軌
道を占有します。 4f 軌道は 5s, 5p 軌道よりも内側に存在する確率が高いため，一つの原子に局在した磁気モーメン
トとして振舞うことが多いとされています。一方， 5d や6s が持つ磁気モーメントは小さなものとなっています。

したがって，ランタニドにおける磁性研究では， 4f 電子の磁気モーメントの観測が重要になります。 4f 状態は，
通常，合成スピン角運動量 S，合成軌道角運動量 L，およFig. 3

び全角運動量 J が良い量子数となります。最低エネルギー

Crystal structure of EuMnBi2. Arrows indicate the directionsof Eu spin moments below 22 K analyzed by x-ray resonant
scattering reported in Ref. 14).

にある多重項は孤立イオンでは 2J＋1 重に縮退しています
が，物質中では周囲の原子や電子，および外部磁場からの影響を受けて分裂し，磁性を担います。

しているので，多重項の分裂を決める際には中性子非弾性ランタニド元素の場合，硬 X 線領域に対応するのは，散乱が用いられています。 4f 波動関数を決定するために

1s, 2s，および 2p 軌道からの励起となります。このうち，は電気双極子遷移許容な 3d 内殻軌道の利用が考えられる

1s や 2s 内殻軌道からの励起は 3d 遷移元素の場合と同じところです。しかし，3d 内殻軌道からの励起は軟 X 線領ように利用しにくいものとなっています。これに対し，域に位置するため，ブラッグの法則を満たすことのできる

2p 軌道からの励起，すなわち，L3,

L2 吸収端における X

磁気秩序を示す物質はそれほど多くありません。したがっ線散乱は波長が 2 Å 程度と無機化合物の回折実験にちょて， M4,5 吸収端の共鳴磁気散乱はそれほど利用されていうど良く，さらに，かなり強い共鳴増大を示すことから，ません。

磁気構造研究に用いることが可能です。中性子と比較して，元素選択的な磁気配列情報が得られるという特徴を有3.35d 遷移金属します。また，Gd, Eu, Sm など一部の元素において熱中

近年，スピン軌道相互作用が強い物質が示す物性機能

性子の吸収が強いことや，小さな単結晶でも実験ができるが注目を集めています。磁性分野でも， 5d 遷移金属を対ことが，X 線散乱法の有効性を相対的に高めています。
ここでは，私たちが行った EuMnBi2 の磁気構造解析を象とした研究が盛んになっています。特に， Sr2IrO4 における JeŠ ＝ 1 / 2 状態の発見がその契機となりました15) 。こ

例として示します14)。この物質は， Fig. 3 に示すように体れに関しては，以前本誌でも報告した通り，イリジウムの心正方晶の結晶構造を有し，単位胞内に 4 式量が存在し

L2,3 吸収端における X 線共鳴磁気散乱が重要な役割を演ます。 Eu の L3 吸収端における共鳴散乱実験を行ったとじました7) 。 2p 内殻軌道から価電子状態の主成分である

ころ，（0 0 ）で が奇数の反射が系統的に観測されまし

5d 軌道への遷移は電気双極子許容であるため，磁気散乱

た。このことから，磁気秩序が体心の対称性を破っているは L2,3 端で顕著な共鳴増大を示します。さらに， 5d 遷移

ことがわかります。さらに，（ 0 0 ）磁気反射強度の 

金属の L 吸収端は 10 keV 程度のエネルギー位置にあるこ依存性から，磁気秩序パターンが決定されました。磁気とから，対応する X 線の波長は 1 Å 程度となり，無機固モーメントの向きについては，（0 0 11）反射と（4 0 1）

体のブラッグ散乱に適しています。これらのことから X

反射の偏光解析から c 軸方向を向いていることが明らかに

線共鳴散乱による磁気構造の決定が容易になります。実際，なりました。このようにして， Eu の磁気モーメントがSr2IrO4 のほか， Sr3Ir2O7 ， Cd2Os2O7 ， CaIrO3 ， Eu2Ir2O7

Fig. 3 の矢印のように配列していることが分かりました。

などの 5d 遷移金属酸化物の磁気構造は，共鳴 X 線散乱実

このようにランタニド化合物の場合は，単結晶試料を用い験によって決められました1619)。

た X 線磁気散乱によって磁気配列を決めることも可能です。

5d 遷移金属化合物における X 線共鳴散乱は，磁気構造に関する情報だけでなく， 5d 状態のスピン角運動量と軌

一方で，2p 内殻軌道から 4f 軌道への電子遷移は本来電

道角運動量に関する情報も与えてくれます20) 。これは，

気双極子禁制であり， L3 ， L2 吸収端における共鳴散乱過ちょうど，2p 吸収端の XMCD がスピン角運動量と軌道角程は単純には理解できません。そのため，波動関数の特定

運動量の分離に用いられるのと同様の原理によっています。

は非常に難しい状況です。また，エネルギー分解能も不足

Sr2IrO4 では，L3 吸収端で大きな共鳴増大が見られたのと放射光 March 2018 Vol.31 No.2 ●61対照的に， L2 吸収端ではほとんど共鳴増大が見られませうことになるでしょう。すでに， Fig. 1 に示したように，ん。このことから， 6 つの酸素に囲まれた Ir4＋ イオンがRIXS は，X 線を吸収して内殻電子が励起される過程と，近似的に，スピンと軌道が結合した JeŠ ＝ 1 / 2 と呼ばれる空いた内殻準位への価電子の緩和に伴う X 線の発光過程

状態を取っていることが明らかになったのです。

の組み合わせとしてとらえることができます。始状態と終磁気秩序が物質の対称性を破る場合は，必然的に二つ以状態を比べると，価電子が励起しています。磁気モーメン

上の安定な状態が生じ，しばしば磁気ドメインが形成されトの 励起 も価 電子の 励起 の一種 ですか ら， 原理的 にはます。共鳴 X 線散乱はこのようなドメインの可視化にもRIXS による観測が可能です。実際，高温超伝導体に関連威力を発揮します。筆者らのグループは，ミラーを用いてした銅酸化物系で銅の L3 吸収端の RIXS が行われ，スピ

集 光 し た 円 偏 光 X 線 の 共 鳴 散 乱 を 用 い て Cd2Os2O7 やン波の分散関係が得られています22) 。とはいえ， X 線のEu2Ir2O7 の 反 強 磁 性 体 の ド メ イ ン 可 視 化 に 成 功 し ま し光子エネルギーは 3d 遷移金属の L3 吸収端でも 400 eV 以

た21)。これらの酸化物では，Os あるいは Ir は，正四面体

上ありますので， 100 meV の分解能を達成しようとするを構成要素とするパイロクロア型のネットワークを形成しだけで，相対エネルギー分解能（E/DE）が4000を超えるています。各正四面体の頂点に位置する 4 つの磁気モー必要があります。中性子非弾性散乱では，入射中性子のエ

メントは正四面体の中心を向く（ all-in ）か，あるいは正ネルギーを容易に meV オーダーとすることができるた

四面体の外側を向く（ all-out ）かになっています。このめ，単なるエネルギーの高分解能化では勝負になりませall-in/all-out 型の磁気秩序は時間反転対称性を破っており，ん。共鳴非弾性 X 線散乱は波動関数の励起，例えば，遷2 つの磁気安定状態が存在するため，反強磁性ドメインが移金属化合物における軌道励起波などの検出で活躍するも出現するのです。二種類のドメインで，共鳴散乱に存在すのと考えています。

る磁気項と非磁気項の干渉の位相が反転するために，円偏では，磁気励起の観測には今後ももっぱら中性子が使わ

光 X 線回折顕微法によるイメージングが可能となったのれるのでしょうか。中性子の非弾性散乱では，大強度パルです。

ス中性子源とチョッパー型の分光器の組み合わせにより，移行エネルギーと移行運動量の 4 次元空間における大量

4. 将来展望
4.1

磁気励起の観測のイベントデータが取得されるようになりました。また，
現在でも非弾性散乱測定に中性子のスピン解析を組み入れた実験は行われていますし，近い将来には，その技術が，ここまでは， X 線を用いた静的な磁気構造について述

チョッパー型分光器にも応用されると考えられます。これ

べてきました。物質の性質を知るためには，励起構造の研らの方法で，各磁気励起における磁気モーメントの揺らぐ究も欠かせません。磁性研究の場合も，磁気励起の観測は方向を決めることができます。より低エネルギーの磁気励大変重要です。磁気励起の観測において，現在の主役は，起を観測するための中性子スピンエコー測定技術もさらに中性子の非弾性散乱です。磁気モーメントの時間変化，例

進化するでしょう。したがって，通常の磁気励起の測定をえば，秩序状態であればスピン波励起の研究に用いられてわざわざ放射光を用いて行う利点はあまりないと考えられいます。非弾性中性子散乱に対応する X 線の測定手法はます。放射光の特性を活かすならば，レーザー光照射等の非弾性 X 線散乱です。非弾性散乱はさらに，非共鳴か共瞬間的な外場印加や THz 電磁波の照射によって引き起こ

鳴かに分けられ，この二つでは全く異なる装置が用いられされる磁気励起を実時間軸上で観測するための時分割測定

ます。磁性研究という観点からは，非共鳴の非弾性散乱のの技術を高めるべきでしょう（Fig. 4）。放射光光源はパル

信号は非常に弱いことが予想されるため，実際上用いられ

ス中性子源と比べてパルス幅が大変短いため，現在でもピる可能性があるのは，共鳴非弾性 X 線散乱（RIXS）とい

コ秒以上のあらゆる時間領域での測定が可能です。可視Fig. 4(Color online) Time-resolved x-ray scattering measurements of excitations induced by (a) pulse-laser irradiationand (b) ac ˆeld.

62 ● 放射光 March 2018 Vol.31 No.2

特集 ■ 放射光科学30年の歩みと展望

赤外光の測定分野では，すでに，波長の長いスピン波の伝気イメージングは，磁化の空間分布の測定と，反強磁性の搬を時分割磁気光学イメージングで動画化する技術が開発

ドメイン分布の測定に分けられます。磁化の空間分布の測されつつあります23) 。近い将来，放射光 X 線共鳴散乱の定は，強磁性体の磁区の研究における需要が大きいため，

時分割測定を用いて，反強磁性体の磁気ガンマ点や，強磁古くより様々な方法が行われてきました。放射光を用いる性体のゾーン端などの波数の大きな磁気励起の伝搬の様子

方法としては，集光した X 線による XMCD 顕微法や円偏が，動画として得られるようになるでしょう。

光励起による PEEM がすでに実用段階に達しています。
どちらも XMCD の応用となりますが，前者では入射 X 線

4.2

8 次元観測従来の物性物理学の主要な対象は結晶であり，空間的なの照射位置で空間分解を行うのに対し，後者では光電子の放出位置で空間分解を行います。

周期性と時間的な周期性を持つと近似できる場合が多く，これらに比べて，共鳴散乱を用いた磁気イメージングはそれに対応して，運動量（より正確には結晶運動量）とエ

まだまだ開発段階です。この分野の先駆けとなったのは，

ネルギーを量子数と考える方法が有効でした。バンド計

Eisebitt らによる軟 X 線磁気ホログラムです24) 。一般的

算，角度分解型光電子分光，中性子非弾性散乱は，その典に，散乱パターンから実空間像を得るためには位相情報の型例です。 20 世紀の半導体技術は，まさに，そのような回復が必要となります。彼らは，参照孔からの回折との干固体物理学の成果の産物でしょう。しかし，高度に集積さ渉を用いて位相回復に成功しました。

れた高速動作素子や，生物やソフトマター等に代表される筆者らのグループは，近年，参照孔の代わりにアパーチ

エネルギー散逸系などの観測においては，位置と時間の特ャーを用いて10 nm オーダーの磁気超構造のイメージング定が必要となります。このような背景から，今後，放射光に取り組んでいます25)。

の測定は，位置，運動量，時間，エネルギーの 8 次元空

一方，反強磁性体のドメイン構造のイメージングは比較間で行われるようになるだろうと予想しています7)。位置的最近の要請です。特に， 21 世紀に入り，マルチフェロと運動量，時間とエネルギーはフーリエ変換の関係にあり

イクス（磁気強誘電体）の研究が盛んになるにつれ，ドメ

ますから，これで 8 次元というのは，理屈の上からは妙イン壁の運動や，トポロジカルな欠陥が興味を持たれるよな感じを受けるかもしれません。しかし，例えば，私たちうになっています。すでに述べたように， 5d 遷移金属化

が音楽を聴いているときは，明らかに，音（周波数領域情合物では，L 吸収端における磁気散乱の共鳴増大を利用す

報）の時間変化と捉えているのです。

ることで，集光ビームによる走査型のイメージングが行わ

典型的な 8 次元観測としては次のようなものが考えられています。ただし，集光ビームを用いる方式は，所要時れます。 X 線をミラーやゾーンプレートで微小領域に絞間が長く温度等の変動に弱いこと，時間空間分解能を上りこむことで測定対象位置を特定し，また，放射光のパル

げようとすると放射線損傷の問題が深刻になることなど，

ス特性を活かして時分割測定を行います。入射 X 線と散根本的な問題が存在します。集光ビームを用いないイメー

乱 X 線，あるいは光電子の波数とエネルギーを測定する

ジングが可能であれば，それに越したことはありません。

ことにより，物質との運動量とエネルギーの移行量が測定

反強磁性，あるいは，より一般的には電荷秩序等も含めたできます。集光点と試料の相対関係やパルスのタイミング

移行運動量が大きな領域でのレンズレスイメージングは，を掃引することで，空間変化や時間変化を測定することが今後，大いに発展させるべき技術分野だと考えています。

できます。このような方法により 8 次元観測が可能になります。さらに，入射波と散乱波のスピン状態（偏光）の解析を行うことにより，角運動量を加えた 9 次元での観測も可能となります。角運動量情報は，磁性研究にとって，大変重要です。

5.

終わりに

本稿では，一部の物質において， X 線共鳴磁気散乱が中性子散乱と相補的に用いられるような役に立つ観測手法

ただし，この観測方式では，位置や時間の軸に関する掃になってきた現状を紹介するとともに，将来の方向性につ引を行うため，全体としてはかなりの時間がかかることにいて私見を述べました。特に，イメージングや時分割測定なります。しかも，空間分解能や時間分解能を上げれば上を組み込んだ形の 8 次元観測へと移っていくことを期待げるほど，全測定時間は増加していきます。必要な情報をしています。

どのように取得するかについて，これまで以上に吟味が必要となります。

本稿は，多くの方々との共同研究から得られた知見に基づいて書いたものです。特に，十倉好紀氏，大隅寛幸氏，高田昌樹氏，高木英典氏，山崎裕一氏， Victor Ukleev 氏

4.3

磁気イメージングとの議論が参考になっています。ここに謝意を表します。

X 線イメージングに関しては，青木先生と高橋先生が専門家の立場から記事を書かれていますので，ここでは，
磁気イメージングに関する将来展望に簡単に触れます。磁

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参考文献
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著者紹介
有馬孝尚
東京大学 新領域創成科学研究科 教授
Email: arima＠k.u-tokyo.ac.jp
専門物質科学［略歴］
1988 年 東京大学大学院工学系研究科修士課程修了，1994年 博士（理学）。
東レ株式会社高分子研究所，東京大学理学部助手，東京大学工学系研究科助手，筑波大学物質工学系助教授，東北大学多元物質科学研究所教授を経て， 2011 年 4 月より現職。現在，理化学研究所創発物性科学研究センターを兼務。

Resonant X-ray scattering for studying
magnetismTaka-hisa ARIMA

Abstract

Department of Advanced Materials Science, University of Tokyo, Kashiwanoha
5-1-5, Kashiwa
RIKEN Center for Emergent Matter Science, Hirosawa 2-1, Wako

It has been understood for more than thirty years that magnetic moments in matter scatter x-ray.
The resonant enhancements of the magnetic scattering near the core levels have been also wellknown. Nonetheless, useful resonant x-ray scattering studies on magnetism in matter were rather
rare yet. The particularities of x-ray scattering diŠerent from neutron scattering should be recognized for useful x-ray scattering studies of magnetism. For example, magnetic materials containing 5d transition elements or lanthanide elements can be good targets. The eight-dimensional observation including imaging or time-resolved measurements will become a main objective in thisˆeld.

64 ● 放射光 March 2018 Vol.31 No.2