金研ワークショップ「電子自由度による強誘電体最前線」
IMR Workshop“Frontier of Ferroelectricity with
Electron Degree of Freedom”

平成 23 年 11 月１日（火）, 2 日（水）東北大学金属材料研究所・講堂
November 1-2, 2011
Institute for Materials Research, Tohoku University

協賛：東北大学金属材料研究所「材料科学国際週間：Material Science Week 2011」
共催：JST-CREST「先端超短パルス光源を用いた光誘起相転移現象の解明」

研究会「電子自由度による強誘電体最前線」
IMR Workshop “Frontier of Ferroelectricity with Electron Degree of Freedom”
協賛:東北大学件属材料研究所「材料科学国際週間：Material Science Week 2011」
共催：CREST「先端超短パルス光源を用いた光誘起相転移現象の解明」
平成 23 年 11 月１日（火）, 2 日（水）東北大学金属材料研究所・講堂
11 月 1 日（火）[Oxide I]
12:30-12:55
池田直(岡大理) N. Ikeda (Okayama Univ.)-はじめに- 高品質な RFe２O4 の合成と物性
Crystal Growth of RFe2O4
12:55-13:20
森茂生（大阪府大工） S. Mori (Osaka Pref. Univ.)
単結晶YFe2O4おける電荷秩序構造
Charge ordering in single crystal YFe2O4
13:20-13:45
岩田真（名工大工） M. Iwata (Nagoya Inst. Tech.)
LuFe2O4 のコメンシュレート相Possible Commensurate Phases in LuFe2O4[Organic I]
14:00-14:25
山本薫（分子研） K. Yamamoto (IMS)
擬一次元有機伝導体(TMTTF)2X塩の静水常圧下顕微ＳＨＧ観測
Hydrostatic ambient pressure study of SHG in quasi one-dimensional organic conductor(TMTTF)2X
14:25-14:50
吉見一慶（東大理、産総研） K. Yoshimi (Univ. Tokyo, AIST)
擬一次元有機伝導体 TMTTF 塩における強誘電的電荷秩序と磁気状態の次元クロスオーバー
Dimensional crossover in magnetic states controlled by ferroelectric-type chargeordering in molecular TMTTF salts
14:50-15:15
米満賢治（分子研） K. Yonemitstu (IMS)
三角格子上の有機導体の非線形伝導と選択的秩序融解
Nonlinear conduction and selective charge-order melting in organic conductors withtriangular lattices
15:15-15:40
堀田知佐（京産大理） C. Hotta (Dep. Physics, Kyoto Sangyo Univ.)三角格子系における電子誘電性
Possible dielectricity in triangular lattice systems
15:40-16:05
堀内佐智雄（産総研） S. Horiuchi (AIST)
有機強誘電体の高分極化に向けた分子自由度の利用
Utilization of molecular degrees of freedom for high polarization in organic ferroelectrics[Organic II]
16:20-16:45
佐々木孝彦（東北大金研） T. Sasaki (IMR, Tohoku Univ.)
分子性ダイマー-モット系に内在する電荷自由度
Inherent charge degree of freedom in molecular dimer-Mott system
16:45-17:10
後藤貴行（上智大理工） T. Goto (Sophia Univ.)
三角格子有機磁性体κ-(BEDT-TTF)2Cu2(CN)3のμSR
Microscopic phase separation in frustrated quantum spin magnet
κ-(BEDT-TTF)2Cu2(CN)3
17:10-17:35
Majed Abdel-Jawad（RIKEN）
Electronic relaxor-like dielectric response in dimer Mott insulators
17:35-18:00
山下穣（京大理） M. Yamashita (Dept. Physics, Kyoto Univ.)
二次元三角格子を持つ有機物におけるスピン液体状態
Quantum spin liquid state in 2D triangular lattice of organic materials

18:00-18:25
品岡寛（産総研） H. Shinaoka (AIST)
層間スクリーニング効果を含めたκ-(BEDT-TTF)2Xの第一原理有効模型の数値解析
Numerical analysis of a two-dimensional low-energy effective model ofκ-(BEDT-TTF)2X
18:25-18:50
Torsten Clay （Mississippi Univ. and ISSP, Univ. Tokyo）
Frustration, charge order, and singlet formation in strongly correlated
quarter-filled band materials
19:15- 懇親会

会議室（4000 円程度予定 当日徴収）

11 月 2 日（水）[Organic III]
9:30-9:55
岩井伸一郎（東北大理） S. Iwai (Dept. Physics, Tohoku Univ.)
電子誘電体の光・テラヘルツ応答
Optical and THz responses of electronic dielectricity
9:55-10:20
岸田英夫（名大工） (Dept. Appl. Phys., Nagoya Univ.)
κ型 ET 錯体の電子ラマン散乱
Electronic Raman scattering in κ-type ET compounds
10:20-10:45
高橋聡（名工大工） A. Takahashi (Nagoya Inst. Tech.)
ダイマーモット絶縁体におけるダイマー配置の乱れによって誘起される強誘電ドメイン
Ferroelectric domain induced by disorder in dimer arrangement in dimer Mott insulator[ Oxide II]
11:00-11:25
石井賢司（原子力機構） K. Ishii (SPring-8, JAEA)
励起状態に現れる隠れた電荷相関
Charge correlation hidden in excited states
11:25-11:50
大隅寛幸（理研） H. Ohsumi (RIKEN, SPring-8)
偏光Ｘ線でみたLuFe2O4の磁気構造
Polarized x-ray diffraction study of the magnetic ordering in LuFe2O4
11:50-12:15
安井幸夫（名大理） Y. Yasui (Nagoya Univ.)
フラストレートしたスピン 1/2 の１次元鎖をもつRb2Cu2Mo3O12の磁場誘 起強誘電転移
Ferroelectric transition of spin 1/2 frustrated quasi one dimensional chain system
Rb2Cu2Mo3O12 induced by applying magnetic field
12:15-12:40
有馬孝尚（東大新領域） T. Arima (Dept. Adv. Mat. Sci., Univ. Tokyo)
マンガン酸化物系の電荷軌道整列と強誘電性
Ferroelectricity in a charge-orbital ordered state of manganese oxide systems[ Organic + Oxide ]13:40-14:05
妹尾仁嗣（理研） H. Seo (RIKEN)
有機電荷移動錯体における中性イオン性転移の有限温度相図
Finite temperature phase diagram of neutral-ionic transition in organic charge transfer
salts
14:05-14:30
野上由夫（岡大理） Y. Nogami (Dep. Physics, Okayama Univ.)
強相関電子系で見られる多彩な電荷秩序 構造物性の立場から
Various charge ordering in correlated electron systems
14:30-14:55
澤博（名大工） H. Sawa (Appl. Phys., Nagoya Univ.)
放射光による分子性結晶の電子自由度の直接観測
Direct observation of electron degree of freedom in molecular crystal by synchrotron
radiation X-ray
14:55-15:20
石原純夫（東北大理） S. Ishihara (Dept. Physics, Tohoku Univ.)
電子誘電体の励起状態 -鉄酸化物とダイマーモット系Excited states in electronic ferroelectricty -Iron oxides and dimer Mott systems15:20-15:30 おわりに －講評－ SummaryRFe 2 O 4 の合成と物性
岡山大院自然， 池田直，狩野洵，神戸高志

Crystal Growth of RFe 2 O 4
Graduate School of Nat. Sci and Tech., Okayama Univ., N. Ikeda, J. Kano, T. Kambe
RFe2O4 (R = Y, Dy, Ho, Er, Tm, YB, Lu, In, Sc)の粉末結晶の合成は，10-9~10-12 PO2 (atm)
1200C という環境で行われる。低酸素分圧状態を実現するために，CO/CO2 や H2/CO2 混
合ガスの解離平衡状態を用いることが多い。H2 ガスの危険性を回避するために，これらを希ガスで希釈することもある。また最近では酸素ポンプ製品が出まわるようになり，これを用いる技術も存在している。単結晶の育成時にも，多結晶合成とほぼ同一のガス雰囲気を用
いて単結晶を育成することができる。
 我々のグループでは CO2/CO ガスを用い LuFe2O4 の単結晶合成をおこなっている。
LuFe2O4 は他の RFe2O4 と同様に，酸素欠損が少ないほうが高い磁気転移温度やシャープな
超格子点などが観測される。このため，単結晶育成時にどこまで酸素分圧をあげられるかを試みてきた。LuFe2O4 の溶融液（メルト）の温度は，赤外線温度計によるとおおよそ 1600C付近である。現在までに得られている最も酸素分圧の高い条件は，CO2/CO~10 に達している。この時メルトは酸素分圧 10−6 PO2 (atm)に置かれていることになる。１２００C で合成する粉末試料では，この酸素分圧では Fe3+が増えすぎ単相の試料合成は困難である。
 この条件で作成された LuFe2O4 単結晶は，逆格子空間内に鋭い超格子ブラッグ点を示し（下図），大きなコヒーレンス長さを持つことがわかる。また磁化の温度変化測定においては，熱残留磁化や ZFC 測定
において複雑な温度変化を示す。W 層内でのスピンや電荷の秩序化においては３倍の周期構造を保っているように見えるが，マクロな磁化は，数種類の磁気相を示すかのように見える。このことは，酸素欠損を減らした LuFe2O4 では，磁化においてフェリ磁性ドメインが大きく発達し，ドメイン間相互作用が何かしら現れていることを示しているのかもしれない。
 しかし一方で，このように高い酸素分圧で作られた試料においては，過剰酸素原子が格子間に存在している可能性もある。超格子点の鋭さが示す様に，コヒーレンス長が長いのであるから，過剰酸素イオンの規則配列が実現している可能性も残っており未解決である。

参考文献[1] N. Kimizuka, E. Takayama-Muromachi & K. Siratori: Handbook on the Physics and Chemistry ofRare Earths Vol. 13. (eds K. A. Gschneidner, Jr & L. Eyring, Elsevier Science, Amsterdam, 1990)
283.

YFe2O4 単結晶における電荷秩序構造
Charge ordering in Single crystal YFe2O4
森茂生 a、堀部陽一 b、永田知子 c、池田直 c
大阪府立大学 a、ラトガース大学 b、岡山大学 c
S. Moria, Y. Horibeb, T. Nagatac and N. Ikedac
Osaka Prefecture Universitya, Rutgers Universityb, Okayama Universityc
Mixed-valence ferrite RFe2O4-δ (R=Y, Yb, and Lu) is one of the multiferroic materials
which is well-known for the presence of charge ordering (CO) of Fe2+ and Fe3+ ions on
geometrically frustrated triangular lattices[1]. RFe2O4-δ has the rhombohedral crystal structure(space group: R3 m ) characterized by the alternative stacking of triangular-lattice Fe-O bilayers
and R-O layers along the [001] direction, and exhibits strong two-dimensionality. Charge
imbalance within bilayers in the CO state of LuFe2O4 is suggested to be responsible forferroelectricity below the two dimensional (2D) three-fold CO transition temperature at about
350 K. This CO-driven ferroelectricity can be a new mechanism for ferroelectricity from thedegree of freedom of spins and charges. The evolution of three-fold CO from 2D to three
dimensional (3D) in the geometrically frustrated lattice leads to a structural phase transition
with a development of double periodicity along the [001]* direction in LuFe2O4-δ and YFe2O4-δ.
In this work, the low-temperature superstructure of YFe2O4-δ was carefully investigated bytransmission electron microscopy (TEM). We found that the unique superstructure at about 100
K is characterized by 1 / 14

2 / 7 1 / 14 -type superlattice reflection spots, suggesting thepresence of charge reordering process [2]. The low-temperature high-resolution images clearlyshow superlattice modulations in Y-O layers as well as Fe-O layers. The modification of
intra-bilayer charge interactions due to lattice distortions in Y-O layers is discussed to play a
crucial role in the stabilization of long-periodic superstructures at low temperatures. In the talk,we will report our experimental results on charge ordering phenomena in single crystals of
RFe2O4-δ (R=Y, Yb, Lu) [3].
References[1] Y. Yamada et al., J. Phys. Soc. Jpn. 66, 3733 (1997). Phys. Rev. B 62, 12167 (2000).
N. Ikeda et al., Nature (London) 436, 1136 (2005).
[2] Y.Horibe, N. Ikeda, K. Yoshii, and S. Mori, Phys. Rev. B82, 184119 (2010).
[3].K. Matsumoto, et al., J. Phys. Conference Series, 320, 012085 (2011).
Y. Matsuo, et al., J. Phys. Conference Series, 200, 012128 1-4 (2010).
Y. Horibe, et al., Phys. Rev. B80, 092104 (2009).

LuFe2O4 のコメンシュレート相
A名工大工，B名大A岩田

真A，石橋善弘B

Possible Commensurate Phases in LuFe2O4

Nagoya Inst. Tech., BNagoya Univ., M. IwataA, Y. IshibashiB

層状酸化物 Lu2Fe2O4 はRFe2O4 (R: 希土類元素) 物質群に属し、三角格子が積層した 2 次
元的な特徴を示す物質である。高温相の空間群は R 3 m であり、結晶中の Fe2+ と Fe3+ は等価なサイトを占有して 2 価と 3 価の間で無秩序状態にある。
約 500 Kで波数 k = (1/3, 1/3, 0)の 2 次元 charge order 状態に相転移することが知られている。さらに、約 320 Kで変調波数k = [(1+δ)/3, (1+δ)/3, 3/2] の不整合相に相転移する。この 320 K 以下の相では六方晶の c 軸方向に自発分極を示すことも報告されている。この LuFe2O4 は電荷の秩序が強誘電性を発現することで興味が持たれ、多くの実験と理論の研究がなされている[1-4]。
一方、電荷の秩序化によって起こる相転移は構造相転移の一種と考えることが出来るので、対称性の観点からこれらの相転移を解析することは意味がある。本研究では、LuFe2O4 の空
間群 R 3 m の (1/3, 1/3, 0) 点および (1/3, 1/3, 2/3) 点で誘起される可能なコメンシュレート相の対称性を考察した。その結果、どちらの点で誘起された場合も可能な空間群は単斜晶系
C2 と三斜晶系 P1 であることが分かった。
さらに、本研究では相転移における空間的な変調の特徴を明らかにするために、古典的な格子振動モデルによるダイナミックスを調べた。そのモデルを図１に示す。最隣接の異種原子間(3 個)の相互作用を K で、第 2 隣接の同種原子間(6 個)の相互作用を L であらわす。
図２に分散関係を示す。点線は L = 0 とした場合の分散関係である。2 つの分枝が交差している点が(1/3, 1/3, 0) 点に対応する。講演では、原子の変位のパターンについても述べる。
なお、LuFe2O4 の空間群 R 3 m の (1/3, 1/3, 0) 点では 自由エネルギーにLifshitz 不変項のほか３次項が存在するので、Lifshitz条件およびLandau条件のどちらからみても、直接コ
メンシュレート相への 2 次転移は禁止されている[5]。
K = 1, L = 0.05

ω

2

1

0

0

π/3

2π/3

π

4π/3

5π/3

2π

ka

図１

格子振動の古典モデル

図２

フォノンの分散関係

References[1] N. Ikeda, H. Ohsumi, K. Ohwada, K. Ishii, T. Imai, K. Kakurai, Y. Murakami, K. Yoshii, S. Mori,Y. Horibe, and H. Kito: Nature (London) 436 (2005) 1136.
[2] Y. Yamada, K. Kitsuda, S. Nohdo, and N. Ikeda: Phys. Rev. B 62 (2000) 12167.
[3] J. Nasu, A. Nagano, M. Naka, and S. Ishihara: Phys. Rev. B 78 (2008) 024416.
[4] M. Naka, A. Nagano, and S. Ishihara: Phys. Rev. B 77 (2008) 224441.
[5] Y. Ishibashi and V. Dvorak: J. Phys. Soc. Jpn. 45 (1978) 1119.

擬一次元有機伝導体(TMTTF)2X塩の静水常圧下顕微ＳＨＧ観測山本

薫，河本充司 A，松永悟明 A，野村一成 A，薬師久弥 B
分子研，北大理物 A，豊田理研 B

Hydrostatic ambient pressure study of SHG in
quasi one-dimensional organic conductor (TMTTF)2X
IMS, Hokkaido Univ.A, Toyota RIKENB
K. Yamamoto, A. KawamotoA, N. MatsunagaA, K. NomuraA, K. YakushiB
表題の擬一次元物質は，混合原子価有機錯体の中でも最も集中的な研究が行われてきた物
質群の一つであり，電子相図の系統的な理解が現在も進められている。一部の例外を除き，一連の物質はすべて電荷秩序することが明らかにされているが，転移に伴う誘電率の発散的な温度
挙動，およびその巨大な絶対値から，この転移が強誘電性転移である可能性が示唆されている［1,2］。本研究では，これまで研究してきた強誘電性の二次元物質との比較を念頭に，X = SbF6-,
AsF6-の２つの塩の光学 SHG 測定を行い，自発分極発生の検証を行った。
これらの塩の電気抵抗は，室温からほぼフラットな温度依存性を示した後，それぞれ約 100 K(AsF6)，155 K (SbF6)で明瞭な折れ曲がりを伴って増大する[1,3,4]。構造解析によればこれらの塩の空間群は P-1 とされており，電荷秩序が強誘電性転移であった場合，結晶中に唯一存在する対称要素である対称心が消滅し SHG 活性が観測されると期待される。微弱な非線形信号を検出するために集光レーザービームを励起光として用い，高密度の励起による温度上昇を抑えるために試料を液化アルゴン中に浸して透過
SHG 測定を試みたところ，両塩ともに，電気抵抗が上昇を開始する温度以下でSHG 信号が検出された［図（SbF6 塩）］。
これらの塩は同型結晶であるが，AsF6
塩の基底状態は非磁性（スピンパイエルス）相であるのに対し，SbF6 塩は反強誘電相であることが明らかにされており，磁性と強誘電的な電荷秩序との関係が注目される［5］。詳細は当日報告する。
図 (TMTTF)2SbF6 塩の SHG の温度依存性。
挿入図：単結晶試料の SHG 像（T = 90K）

[1] F, Nad and P. Monceau, JPSJ,
75(2006)051005; [2] P. Monceau et al.,PRL 86(2001)4080; [3] M. Nagasawa et. al. SSC 136(2005)262; [4] M. Itoi et al., JPSJ,
77(2008)023701; [5] 吉見一慶，妹尾仁嗣，他，日本物理学会 2011.

	
 擬一次元有機伝導体 TMTTF 塩における強誘電的電荷秩序と磁気状態の次元クロスオーバー
A 東大理，B 産総研 NRI “RICS”, C 理研基幹研, DJST-CREST, EUCLA

吉見一慶 A,B, 妹尾仁嗣 CD, 石橋章司 B, Stuart E. BrownE

Dimensional crossover in magnetic states controlled byferroelectric-type charge ordering in molecular TMTTF salts
ADept. Physics, Univ. of Tokyo, BNRI “RICS” AIST,
CAdvanced Science Institute, RIKEN, DCREST JST, EUCLA	
 Kazuyoshi YoshimiA,B, H. SeoC,D, S. IshibashiB, S. E. BrownE	 	  擬 一 次 元 有 機 伝 導 体 TM 2 X (TM :TM TTF/TM TSF, X:ア ニ オ ン )塩 は 、 X の 置
換 や 圧 力 印 可 に よ り 超 伝 導 (SC)転 移 、反 強 磁性 (AF)転 移 、 ス ピ ン パ イ エ ル ス (SP)転 移 、
強 誘 電 的 電 荷 秩 序 (FCO) 転 移 な ど 多 彩 な 相
転 移 を 示 す [1]。 特 に 、 一 般 化 相 図 (Fig.1 上図 )の 一 番 左 側 に 位 置 す る CO	
 状 態 と AF 状
態 が 協 調 的 に 振 る 舞 う こ と 、 ま た AF 状 態 がSP 状 態 を 介 し リ エ ン ト ラ ン ト 現 象 を 示 す こと が 報 告 さ れ て い る が [2] 、 こ れ ら の 磁 気 的状 態 の 変 化 は 往 来 の 理 論 [3] で は 説 明 出 来 ず 、
統 一 的 な 理 解 は 得 ら れ て い な い 。 	
 	
  本 研 究 で は 、 パ イ エ ル ス 型 ・ ホ ル ス タ イ ン
型の電子格子相互作用を取り入れた
1/4-filling の 擬 一 次 元 拡 張 ハ バ ー ド 模 型 に対して、数値厳密対角化を用い、電子密度、
格 子 ひ ず み と ス ピ ン 構 造 因 子 を 求 め た 。そ の結 果 、往 来 の SP 系 の 理 論 同 様 [4]、2 次 元 性の 指 標 と な る 鎖 間 の 飛 び 移 り 積 分 tb の 増 加に 伴 い SP 状 態 は 抑 制 さ れ AF 状 態 へ 転 移 す
る が 、一 方 で 、ク ー ロ ン 相 互 作 用 V の 増 加 に
伴 い CO 状 態 が 安 定 化 し た 場 合 、磁 気 的 に はAF 相がより t b の小さい領域まで広がること
Fig.1 TM 塩の一般化相図(上図)と伝導面にを 明 ら か に し た (Fig.1 下 図 )。 さ ら に 、 得 ら
おける配列	 (上図挿図)。厳密対格化によりれた相図と実験結果とを比較するため、第一得られた基底状態の相図(下図)。	
 原 理 計 算 を 用 い SbF 6 、 PF 6 塩 の 飛 び 移 り 積
分 を 評 価 す る こ と で 、圧 力 印 加 の 方 向 (Fig.1 下 図 矢 印 )を 推 定 し 、実 験 で 得 ら れ る 複
雑 な 磁 気 状 態 の 圧 力 依 存 性 を 再 現 で き る こ と を 示 し た [5] 。	
 	
 [1] S. E. Brown, P. M. Chaikin, and M. J. Naughton, in “The physics of Organic
Superconductors and Conductors”, Ed. A. Lebed, Springer (2008).
[2] W. Yu, et al., Phys. Rev. B 70 121101 (2004).
[3] H. Seo et al., J. Phys. Soc. Jpn. 75 051009 (2006).
[4] 稲垣睿, 福山秀敏, “スピン・パイエルス転移”, 固体物理 20 369 (1985).
[5] K. Yoshimi, H. Seo, S. Ishibashi, and S. E. Brown, arXiv:1110.3573.

三角格子上の有機導体の非線形伝導と選択的秩序融解
A 分子研，B 総研大，CJST-CREST

田中康寛 A,B,C，米満賢治 A,B,C

Nonlinear Conduction and Selective Charge-Order Meltingin Organic Conductors with Triangular Lattices
AIMS, BSOKENDAI,CJST-CREST

Y. TanakaB,C, K.YonemitsuA,B,C

非線形伝導など非平衡定常状態を扱うのに非平衡グリーン関数は便利なツールである。相互作用する電子系における非平衡秩序と電流電圧特性を無撞着に扱うため、より具体的には、
金属電極との界面付近でクーロン相互作用に由来して生じる界面ポテンシャルと 同じく
クーロン相互作用に由来して生じる電荷秩序を無撞着に扱うため、工夫が必要である[1]。
このことを、1 次元絶縁体の非線形伝導、絶縁破壊を例にとって、まず説明する[2]。系が大きいときには Landau-Zener の絶縁破壊として知られている現象を再現するためには、
ポテンシャルを正しい境界条件で取り入れる必要がある。これが、系が小さいときの非線形伝導と連続的に繋がることを示す。
予備的に、スピン自由度のない 1/2 フィルド tV 模型(V は電圧)が、正方格子上では絶縁体、三角格子上では金属となり、それぞれ特徴的な IV 特性(V はサイト間斥力)を持つのを示す。
そして擬 2 次元有機導体-(BEDT-TTF)2X の非線形伝導を議論するために異方的三角格子
上の 3/4 フィリングにおける拡張 Peierls-Hubbard 模型を扱う。これは X が CsCo(SCN)4の場合にサイリスタ挙動を示すことで注目された[3]。-型塩特有の分子回転のために 2 倍
周期の水平ストライプ型電荷秩序と 3 倍周期の電荷秩序を持っている。
（実験ではどちらも短距離。）
2 倍周期の秩序は分子回転による格子歪みにより安定化し、フェルミ準位付近の状態密度を下げて安定化する。3 倍周期の秩序は、三角格子的な分子配置と等方的なサイト間クーロン
斥力に由来する。したがってこれらのバイアス依存性は大きく異なる。電流が流れると前者だけが弱められ、後者はあまり影響を受けずに生き残る[4]。これらの計算結果は実験事実と対応している。

参考文献 References[1] K. Yonemitsu, J. Phys. Soc. Jpn. 78, 054705-1-8 (2009).
[2] Y. Tanaka and K. Yonemitsu, Phys. Rev. B 83, 085113-1-11 (2011).
[3] F. Sawano et al., Nature 437, 522-524 (2005).
[4] Y. Tanaka and K. Yonemitsu, J. Phys. Soc. Jpn. 80, 103702-1-4 (2011).

三角格子系における電子誘電性
京都産業大学理学部

堀田知佐

Possible dielectricity in triangular lattice systems
Dep. Physics, Kyoto Sangyo Univ., Chisa Hotta
As one of the examples of a new class of dielectrics driven by strong electronic
correlation, we have recently rediscovered an organic dimer Mott insulating material,-ET2Cu2(CN)3 [1,2]. The origin of dipolar moment in this material is a localized charge
on a dimer, which fluctuates quantum mechanically between two dimerized molecules(sites) via transfer integral tdimer. From the viewpoint of model physics, this dipolar
moment can be formed solely by the on-site Coulomb interaction U and tdimer, namely, it
is of purely electronic origin. Further, these dipoles interact with each other by the
Coulomb interaction between neighboring sites, V. Then, if V becomes large enough,the system shall show transition from the dipolar Mott insulator into the chargeordered insulating state which forms another class of electronic dielectrics.
However, in-ET2Cu2(CN)3, thedielectric measurements

have revealedarelaxor-ferroelectricity instead of ferroelectric/antiferroelectric ordering. There, thespins do not order as well[3], which has often been attributed to the geometricalfrustration effect. With this in mind, we put forward some questions, (1) Does thegeometrical frustration influence the ordering of dipoles?, (2) Does spin degrees of
freedom influence the dipoles or does it just follow the dipoles ? (assuming that the spinsand dipoles are coupled[2]), (3) What is the difference between this system and thecharge ordered insulator?, (4) Is there any other examples of electronic ferroelectrics
which could form ferroelectricity without the aid of V?.
We first discuss the effect of geometry of the lattice structure. It is found that thegeometry of lattice structure (anisotropy of transfer integrals) in two dimension does not
influence much the degree of ordering of dipoles against V, but play crucial role in thespin degrees of freedom, which could give the answer to (1) and (2). We also examine thedifference between other organic dimer Mott insulating materials, -ET2ICl2 and-ET2Cu[N(CN)2]Cl, and show that the spin textures become completely different fromthat of -ET2Cu2(CN)3,
We also comment on (3) and (4) by showing some examples of both V-driven
ferroelectrics and the ones which comes from other origin, and discuss thedifference/common features with dimer-dielectrics as well as with conventional/classical ferroelectrics.
参考文献 References[1] M. Abdel-Jawad, I. Terasaki, T. Sasaki, N. Yoneyama, N. Kobayashi, Y. Uesu andC. Hotta,Phys. Rev. B 82, 125119-1-5 (2010).
[2] C. Hotta, Phys. Rev. B 82, R241104 (2010).
[3] Y. Shimizu et al., Phys. Rev. Lett. 91, 107001 (2003).

有機強誘電体の高分極化に向けた分子自由度の利用
A 産総研，BCREST

堀内佐智雄 A,B，Utilization of molecular degrees of freedom for high polarization in organic
ferroelectrics
AAIST, BCREST

S. HoriuchiA,B

我々は、有機物質で強誘電性を実現する上で、電子ドナー(D)・アクセプター(A)分子間（電荷移動錯体）での電子の授受や、水素結合を介したプロトン授受といった、多様な分子の自由度を駆使し、自発分極やキュリー点などの性能向上を図ってきた。本講演では、D-A 分子
が交互に積層した電荷移動錯体について取り上げる。
テトラチアフルバレン(TTF)-p-クロラニル(CA)では中性-イオン性相(NI)転移、(TTF)-p-ブロマニル(BA)ではイオン性分子のスピンパイエルス(SP)型の転移を示し、ともに二量体化を伴って強誘電性を示すが、これらは全く異なる挙動を示すことが明らかとなってきた。
TTF-BA 塩では自発分極は 0.15μCcm-2 であり、1 価の TTF+,BA-分子の相対変位とした点電荷モデルでよく説明できる[1]。それとは対照的に、TTF-CA 及び Br 一置換体の TTF-QBrCl3
では、NI 転移温度（81K および 71K）以下で、6~7μCcm-2 もの大きな残留分極が発生していることを分極履歴測定により観測できた（下図）[2]。TTF-CA については、石橋[3]、Picozzi
ら[4]による第一原理計算から、大きな発分極（8~10μCcm-2）の発生が予測されていたが、今回の結果は、それらの予測を裏付けるものである。TTF-CA の分子の変位量は、TTF-BAと同程度である上に、分子の持つ電荷は±0.6 価と小さい。その結果、点電荷モデルにより期待されるイオン分極とは 20 倍超もの相違があり、極めて顕著な電子的効果の存在が示唆
される。

S

S

(b) 10

TTF
Cl
O

Cl
O

Cl
X
X=Cl: CA
X=Br: QBrCl3(図)(c) 10T = 56 K
f = 10 Hz

f = 800 Hz
5

0

-5

-10
-10

T = 71.0 K
70.6
70.0
63.5

-5
0
5
-1
Electric field (kVcm )10

Polarization (μCcm-2)

S

-2

S

Polarization (μCcm )

(a)

(P)

5
(U)

0
(D)
-5
(N)

-10
-10

-5
0
5
Electric field (kVcm-1)10(a)化学構造式、(b)TTF-QBrCl3 結晶の分極履歴の温度変化、(c)同二重波法測定。

本成果は、科研費（新学術領域研究「分子自由度が拓く新物質科学」）、JST(CREST)、住友財団基礎科学研究助成の支援を受けて実施し、熊井,小林,村上(KEK),十倉,賀川(東大)との共同研究で得られたものである。また理論的解釈については、石橋(AIST）,寺倉(JAIST)（敬称略）との有意義な議論に感謝する。
References[1] F. Kagawa, S. Horiuchi, M. Tokunaga, J. Fujioka, Y. Tokura, Nature Phys. 6, 169 (2010).
[2] K. Kobayashi, S. Horiuchi, R. Kumai, F. Kagawa, Y. Murakami, Y. Tokura, unpublished.
[3] S. Ishibashi, K. Terakura, Physica B 405, S338 (2010).
[4] G. Giovannetti, S. Kumar, A. Stroppa. J. van den Brink, S. Picozzi, Phys. Rev. Lett. 103, 266401(2009).

分子性ダイマーモット系に内在する電荷自由度
東北大金研

佐々木孝彦

Inherent charge degree of freedom in molecular dimer-Mott system
IMR, Tohoku Univ., T. Sasaki

分子性導体は分子上に比較的大きく広がった分子軌道とその中の希薄な電荷分布や，ほどほどの大きさのクーロン相互作用によって，やわらかいと形容できる分子間結合や電子間相互作用を有する系である．このとき電荷-スピン-分子内-分子間の結合の間にはやわらかく複合的な自由度が存在し，多彩な電子基底状態が外的刺激に敏感に応答して現れる．特にκ型と呼ばれる分子配列をもつ分子性導体κ-(BEDT-TTF)2Xは，BEDT-TTF分
子の比較的強いダイマー構造のために分子ダイマーあたり+eの電荷(ホール)を有する三角格子ダイマーモット型の電子状態になっている．この分子ダイマーは異方的な三角格子を組み，その異方性が大きい場合は低温で反強磁性モット絶縁体状態になる．このときに静水圧力の印加やアニオン分子Xを変えることによりバンド幅を広げると１次相転移（バンド幅制御型モット絶縁体－金属転移）を経て超伝導（金属）状態が現れる．
このような一連のκ型ダイマーモット絶縁体のなかで三角格子の異方性が小さい物質
κ-(BEDT-TTF)2 Cu2(CN)3では，極低温度(T = 30 mK << J = 250 K)まで反強磁性長距離秩序があらわれないことがNMR実験などにより示された[1]．極低温度まで磁気秩序が現れない原因はBEDT-TTF分子ダイマー上のモット絶縁体状態にある局在ホールのS = 1/2
スピンが三角格子スピンフラストレーションにより長距離秩序化せずスピン液体状態が実現しているものと考えられている．このスピン液体状態の磁気励起に関してNMR[1]，比熱[2]，熱伝導度[3]の実験，種々の理論提案からギャップレス，非常に小さいギャップありなどの議論が続いている．最近， κ-(BEDT-TTF)2Cu2(CN)3 の低温絶縁体状態で低周波誘電率が調べられ，その誘電応答が特殊であることが報告された[4]．およそ 60 K以下で誘電率が低温に向かって増大しはじめ，顕著な周波数依存性を示す．この振る舞いは，リラクサ
ー誘電体に見られる誘電分散とよく似ており，結晶中に分極がそろった領域が不均一に生じていることを示唆している．電荷不均一や電荷秩序を示す分子性導体（絶縁体）では強誘電性を示すものもあるが，この物質は分子ダイマー上にホールが均一に局在したモット絶縁体と考えられているため分極が生じる状況は通常考えにくい．我々は，
κ-(BEDT-TTF)2Cu2(CN)3においてはBEDT-TTF分子ダイマーにゆるやかに局在したホールがダイマー間のクーロン斥力によって互いに避け合う結果，分子ダイマー内で電荷分布の偏りが生じ，電気双極子モーメントが生じる可能性を考えている．このような分子ダイマー内での電荷自由度により生じる電気双極子のシナリオが正しければ電子的機構による誘電性が発現していることを意味している．また，これまで幾何学的スピンフラストレーショ
ンによるスピン液体が議論されてきたが，電荷不均一シナリオによれば電荷液体起源によるスピン液体状態も考えうる[5,6]．
本研究は，M.Abdel-Jawad, 寺崎一郎，米山直樹，小林典男，堀田知佐，山下穣，松田祐司，岩井伸一郎，石原純夫，後藤貴行，岸田英夫，中屋秀貴，井口智，佐々木智の各氏との共同研究によるものです．
[1]Y. Shimizu et al., Phys. Rev. Lett. 91, 107001 (2003). [2]S. Yamashita et al., Nature
Physics 4,459 (2008).[3]M. Yamashita et al., Nature Physics 5, 44 (2009).[4]M. Abdel-Jawadet al., Phys. Rev. B 82, 125119 (2010).[5]C. Hotta, Phys. Rev. B 82, 241104(R) (2010).[6]M.
Naka and S. Ishihara, J. Phys. Soc. Jpn. 79, 063707 (2010).

三角格子有機磁性体κ-(BEDT-TTF)2Cu2(CN)3 のμSR
A

上智大理工, B 理研, CISIS, D 東北大金研

A後藤貴行 A, 鈴木栄男 B, F. PrattC, 佐々木孝彦 D

Microscopic phase separation in frustrated quantum spin magnet
κ-(BEDT-TTF)2Cu2(CN)3

Sophia Univ, BRiken, CISIS, DIMR, Tohoku Univ., T. GotoA, T. SuzukiB, F. PrattC, T. SasakiD

λ1 (μs−1)λ, λ2 (μs−1)

The ground state of the quantum spin system κ-(BEDT-TTF)2Cu2(CN)3 with a triangular lattice,in which a simple antiferromagnetic order is inhibited by the geometrical frustration, is attracting
much interest, because the recent two reports of thermal conductivity and the specific heat haveshowed completely opposite results on its ground state: the gapless and the gapped one, respectively.
We would like present here our latest μ-SR results that successfully unveils its microscopically phaseseparated ground state, and also a spin model that compromises the previous two controversial reports.
So far, NMR[1] and the specific heat[2,3] have shown that there is no magnetic order at low
temperatures down to 20 mK, which is much lower than the exchange interaction J ≈ 250 K, though it
maintains gapless. This result has been believed to be quite legitimate in that the frustration effectmay suppress a possible magnetic order. However, quite recently M. Yamashita et al.[32] has foundthat the thermal conductivity shows the thermal-activation-type temperature dependence, suggesting a
gapped ground state. Furthermore, an anomalous freezing of charge distribution fluctuation isclearly reported at T = 6 K [4]. These observations are calling back much arguments on its groundstate until now. Thus, results on these experiments with different techniques bear a definite
discrepancy, which requires an immediate resolution. We have investigated the ground state of thesystem at zero-field from a microscopic point of view by μSR technique, which probes a magnetic
field and its dynamics inside crystals by utilizing a magnetic moment of muon.
In T > 3 K, depolarization curves can be described by a single component indicating thehomogeneous system in which the spins fluctuating paramagnetically. Next, with decreasing
temperature, the depolarization curves change into those described by a two-component function,
which indicates that the system is microscopically phase separated into the two components below
300 mK. Note that this phase separation takes place at zero field, and shows a contrast to thefield-induced inhomogeneity reported by NMR[1]. From these experimental results, we depict the
spin state. At high temperature T > 3K, the system is homogeneous and all the spins fluctuateparamagnetically. When the charge fluctuation freezes[4], the averaged position of each spin also
moves from the center to the side of the molecular dimer, following the charge redistribution. This
brings the random spatial modulation to the effective exchange interaction J, transforming the nearly
equilateral triangular lattice to the random lattice, which is quite likely to phase separate at lower
temperatures. In the phase separated state, the singlet λ1 phase newly appears, while theparamagnetic λ2 phase inherits the uniform paramagnetic phase at high temperatures. This picture
also resolves the disagreement over the results of thermal conductivity and specific heat. Noting that
only the paramagnetic phase of λ2 bears heat energy, it is reasonable that the specific heat contributed
0.1
1
from the λ2 phase exhibits gapless
7K
3K
0.08
0.8
temperature dependence. However,
0.06
0.6
the thermal conductivity, which
300 mK
100 mK
50 mK
0.04
0.4
requires heat transport, the contribution
0.02
0.2
λ
λ
λ
from λ2 phase is abandoned by the
λ
λ
λ
λ
0
0
10
10
10
10
10 10 10 10
10 10 10 10
10 10 10 10
10 10 10 10
barrier of λ1 phase surrounding around
H (gauss)
H (gauss)
H (gauss)
H (gauss)
H (gauss)
each island.
Fig. 1 The dependence of muon-spin depolarization rate on
the longitudinal field HLF at various temperatures.
References
1. Y. Shimizu et al, Phys. Rev. Lett. 91, 107001 (2003); Phys. Rev. B 73, 140407R (2006).
2. S. Yamashita et al, Nature Phys. 4, 459 (2008).
3. M. Yamashita et al, Nature Phys. 5, 44 (2009).
4. M. Abdel-Jawad et al. Phys. Rev. B82, 125119 (2010).
1
2

−2

−1

LF

0

1

−2

−1

LF

0

1

−2

1
2

−1

LF

0

1

−2

1
2

−1

LF

0

1

−2

−1

LF

0

1

Electronic relaxor-like dielectric response in dimer Mott
insulators
RIKEN, BDept. of Physics, Nagoya Univ., M. Abdel-JawadA, N. TajimaA,
R. KatoA, I. TerasakiB

A

Measurement of the dielectric constant in organic charge transfer salts
with dimer structure reveal a relaxor-like response [1] (fig. 1). This behaviour ofthe dielectric constant is usually found in highly disordered ferroelectriccompounds. The disorder nature of this effect is further revealed with thefrequency dependence of both the real and imaginary part of the dielectric
constant which we find to be best modeled with a Kohlrausch-Williams-Watts
function. However, the origin of the disorder is unclear as all of the studied
dimer Mott compounds were single crystals and showed no hysteresis in there
dielectric constant. Furthermore, the origin of the electrical dipoles is even more
controversial as it is thought to originate from a charge imbalance within the
dimer structure of the dimer Mott insulator.
In this talk, I will show some of the properties of this relaxor-like
response of the dielectric constant within the Pd(dmit) 2 family of compoundswith β' crystal structure.

Fi
Fig. 1:Temperature and frequency dependence of the real partof the relative dielectric constant of EtMe3Sb[Pd(dmit)2]2.
References:[1] M. Abdel-Jawad, I. Terasaki, T. Sasaki, N. Yoneyama, N. Kobayashi, Y. Uesu
and C. Hotta, Phys. Rev. B 82, 125119-1-5 (2010).
Email: jawad@riken.jp

二次元三角格子を持つ有機物におけるスピン液体状態
京大理、理研 A、NIMSB、CNRSC 山下穣、渡邊大樹、千秋義紀、利根川翔、芝内孝禎、松田祐司、
山本浩史 A、大島勇吾 A、加藤礼三 A 寺嶋太一 B、宇治進也 B、Ilya SheikinC

Quantum spin liquid state in 2D triangular lattice of organic materials
Dept. Phys. Kyoto Univ., RIKENA, NIMSB, CNRSD
M.Yamashita, D.Watanabe, Y.Senshu, S.Tonegawa, T.Shibauchi, Y.Matsuda,
H.YamamotoA, Y.OshimaA, R.KatoA, T. TerashimaB, S. UjiB, I. SheikinC

EtMe3Sb[Pd(dmit)2]2 は Pd(dmit)2 がスピン 1/2 をもつ二量体を形成し、その二量体が二次元三角格子を形成する Half filled の Mott 絶縁体である。この物質においてはスピン間の反強磁性相互作用 (J = 220 ~ 250 K)に比べて十分低温(T ～ J / 12000)まで長距
離磁気秩序が観測されておらず、量子スピン液体状態の候補物質のうちのひとつである。
我々はこれまでに EtMe3Sb[Pd(dmit)2]2 の熱伝導測定を行い、ギャップレスの準粒子励起が存在することを明らかにした[1]。この結果は、最近の比熱測定においても確認された[2]。しかし、その準粒子が磁性的なものか(S ≧ 1/2)非磁性的なものか(S = 0)については明らかでない。準粒子の磁気的性質は極低温まで磁化率を測定することで明らかになるが、5 K より低温では不純物効果などにより磁化率測定は行われていない。そこで我々は不純物による等方的な磁化の影響を受けない磁気トルク測定を極低温強磁場までおこなった。磁気トルク測定は Pd(dmit)2 のもつ g 値の異方性を利用することで、より低温までの磁化率の振る舞いを観測できると期待される。さらに、NMR 測定から 1 K 付近の T1 の異常が異方的なスピンギャップ形成の可能性であることが指摘されているが[3]、この異常も磁気トルク測定によって観測されるはずである。
我々は c-a 面、c-b 面で磁場を回転させた時の磁気トルク測定から Pd(dmit)2 のもつ g
値の異方性と対応する磁気トルク信号を確認し、その磁気トルクの温度依存性を 50 mKまで測定した。その結果、磁気トルクには NMR で観測されたような 1 K 付近の異常は観測されず、最低温度まで一定の磁化率を持つことを見出した。また、比熱測定において観測された、重水素置換による比熱の残留の増加に対応する磁化率の増大は観測されなかった。
さらに、極低温強磁場領域における磁気トルクを観測するためグルノーブル、物材機構の強磁場施設を用いて 30 mK, 32 T までの極低温磁気トルク測定を行った。その結果、磁化はゼロ磁場からほぼ磁場に対して直線的に増大し、32 T まで磁気的相転移を示さないことを見出した。これはこの物質がギャップレスの磁気励起を持つことを意味する。
講演では以上の実験結果から明らかになったこの量子スピン液体状態の特異な性質について議論する予定である。

参考文献 References[1] M. Yamashita et al., Science 328, 1246 (2010).
[2] S. Yamashita et al., Nature Commun. 2 275 (2010).
[3] T.Itou et al., Nature Phys. 6, 673 (2010).

層間スクリーニング効果を含めた κ -(BEDT-TTF) 2 X の第一原理有効模型の数値解析
A 産総研ナノシステム研究部門，BCREST-JST，C 東大工,

品岡寛 A,B，三澤貴宏 B,C，中村和磨 B,C，今田正俊 B,CNumerical analysis of a two-dimensional low-energy effectivemodel of κ -(BEDT-TTF) 2 X
AAIST, B Dept. Appl. Phys. (Univ. Tokyo) , C CREST-JST,

H. ShinaokaA,B, T. MisawaB,C, K. NakamuraB,C, M. ImadaB,C	  強相関電子系の物性を理解する上では、定性的理解のみならず、定量的に物性を評価する
ための手法開発も重要である。近年、最局在ワニエ軌道 [1] および制限 RPA 法 [2] を用いることで、第一原理バンド計算を出発点として、系の低エネルギー物性を記述する有効模型を導出する試み (第一原理ダウンフォールディング) が盛んに行われている。導出された有効模型をさらに電子相関効果を高精度に取り込める手法によって解析することで、強相関電子系の物性の定量的理解を行う。
	  本発表では、第一原理ダウンフォールディング法によって導出された、有機超伝導体 κ-(BEDT-TTF)2Cu(NCS)2 の有効 2 次元模型を解析した結果を報告する[3]。本来の長距離電子間相互作用は[4]、層間スクリーニング効果を取り込み 3 次元から 2 次元に模型を縮約する過程で短距離型に変わる[3]。実際、有効相互作用は拡張ハバード型で近似でき、オンサイト斥力 U/t=9.6, 最近接斥力 V/t=2.9, 次近接斥力 V’/t=2.4 である (t は最近接ホッピング)。
有効模型の解析には、多数の変分パラメータ(数百以上)を導入することで、アンバイアスの計算手法に匹敵する高い精度が得られる「多変数量子数射影変分モンテカルロ法」[5] を用いる。従来、オンサイト斥力のみの場合には、U/t~4 で金属絶縁体転移が起きると見積もられていた。しかし、我々は、有効模型に存在するオフサイト斥力(ダイマー間斥力)が U と競合することで、金属相を U/t~7.5 付近まで安定させていることを明らかにした。これは、現実の物質が金属絶縁体転移近傍に位置するという実験事実に符合している。また、オフサイ
ト斥力の効果として、金属相の広い領域に渡って電荷の揺らぎが発達し、フェルミ面にアーク構造が見られることを明らかにした。

参考文献	
  References[1] I. Souza, N. Marzari, and D. Vanderbilt, Phys. Rev. B. 65, 035109 (2001).
[2] F. Aryasetiawan et al., Phys. Rev. B 70, 19514 (2004).
[3] H. Shinaoka, T. Misawa, K. Nakamura, and M. Imada, in preparation.
[4] K. Nakamura et al., J. Phys. Soc. Jpn. 78, 083710 (2009).
[5] D. Tahara and M. Imada, J. Phys. Soc. Jpn. 77, 114701 (2008).

Frustration, charge order, and singlet formation in stronglycorrelated quarter-filled band materials
R. T. ClayA,B
A

Institute for Solid State Physics, University of Tokyo, BDepartment of Physics
and Astronomy, Mississippi State University, USA

The competition between antiferromagnetic (AFM) and spin-singlet groundstates within quantum spin models and the ½-filled band Hubbard model hasreceived intense scrutiny. In comparison, relatively little is known about theeffect of lattice frustration in strongly correlated models away from ½-filling. We
have recently considered the effect of frustration in the two-dimensional (2D)interacting ¼-filled band [1].
In the ½-filled band frustration destroys AFM order but can also lead to theformation of a valence-bond solid (VBS) ordered state. We have shown thatspecifically at ¼-filling, frustration similarly destroys AFM order, but can lead toa bond-ordered state that coexists with charge order (CO). We have termed thisstate a Paired Electron Crystal (PEC) [1]. The PEC in analogous to the VBS state,but instead of uniform charge density consists of pairs of charge-rich sites
separated by pairs of charge-poor sites.
In the family of organic charge transfer solid (CTS) superconductors, twomaterials, κ-(ET)2Cu2(CN)3 and β'-EtMe3Sb[Pd(dmit)2]2 have been widely
investigated as possible realizations of a quantum spin-liquid state. Recent
dielectric constant, optical, and other experimental probes have found evidence
for fluctuating CO at low temperature. These effects cannot be described withina quantum spin model or effective ½-filled band dimer model.
Otherexperiments have found a puzzling mixture of gapped and gapless behaviors.
We have suggested that the charge effects are consistent with PEC ordering andthat the presence of pairs can explain the mix of gapped and gapless behavior[1]. In the present talk we review the PEC concept and recent experimental
results on the 2D CTS materials.
References:[1] S. Dayal, R. T. Clay, H. Li, and S. Mazumdar, Phys. Rev. B 83, 245106 (2011)

電子誘電体の光・テラヘルツ応答
Optical and THz responses of electronic dielectricity
東北大理
岩井伸一郎
Department of Physics, Tohoku University

Shinichiro Iwai

In some charge ordered (CO) compounds without inversion symmetry, dipole field inducedby the CO is not canceled, resulting in the electronic ferroelectricity [1, 2] which enables us to
expect ultrafast response in femtosecond time scale. Very recently, dielectric anomaly have beenreported in triangular dimer Mott (DM) insulator κ-(ET)2Cu2(CN)3[3]. Relaxer ferroelectric likeenhancement in low frequency dielectric constant is attributable to the intradimer dipoles which
are formed by the CO fluctuation. In the present study, optical and THz responses of thisferroelectric fluctuation was investigated by steady state THz spectroscopy and ultrafast opticalpump-THz probe spectroscopy.
In the steady state THz conductivity (σ) and dielectric constant (ε) spectra, characteristic
narrowing of the phonon spectrum at 55 cm-1(E//b) at 30 K was observed. That is attributable tothe motional narrowing induced by the dipole fluctuation. In the E//c spectrum, broad peak at∼1THz (30 cm-1) region reflecting corrective excitation of the intradimer dipole was observed.
This THz response is markedly increased by the photoexcitation, showing the photoinduced
growth of the dipole cluster. Such photoinduced effect is quite different from the photoinduced
melting of CO / ferroelectricity [4, 5] and Mott insulator [6] reported previously. The results will
be discussed in terms of competition between the DM and the CO phases.
[1] P. Monceau et al. Phys. Rev. Lett. 86, (2001) 4080.
[2] K. Yamamoto, S. Iwai et al. J. Phys. Soc. Jpn. 77 (2008) 074609.
[3] M. Abdel-Jawad, T. Sasaki et al. Phys. Rev. B82 (2010) 125119(2010).
[4] S. Iwai, K. Yamamoto et al., Phys. Rev. Lett. 98 (2007) 097402.
[5] Y. Kawakami, S. Iwai, K. Yonemitsu et al., Phys. Rev. Lett. 105(2010), 246402.
[6] Y. Kawakami, S. Iwai, T. Sasaki et al. Phys. Rev. Lett. 103, (2009) 066403.

κ型 ET 錯体の電子ラマン散乱
A 名大工，BJST CREST

岸田英夫 A,B

Electronic Raman scattering in κ-type ET compounds

ADept. of Appl. Phys., Nagoya Univ., BJST CREST

Hideo KishidaA,B

We investigate the electronic Raman scattering in two κ-type ET compounds,
κ-(BEDT-TTF)2Cu2(CN)3 and κ-(BEDT-TTF)2Cu[N(CN)2]Cl. κ-(BEDT-TTF)2Cu2(CN)3
has been intensively studied from the viewpoints of spin liquid states [1]. Moreover, it
was reported that κ-(BEDT-TTF)2Cu2(CN)3 shows electronic ferroelectric properties in
the low temperature region [2]. Thus, the various electronic excitations are expected in
the low energy region. The reflectivity measurements for both materials reveal that the
charge excitation in κ-(BEDT-TTF)2Cu2(CN)3 is affected by the unquenched spins [3]. In
this study, we report the electronic Raman spectra of both compounds. In the electronic
Raman measurements, the electronic excitation spectra are directly obtained without
the help of Kramers-Kronig transformation. In the electronic Raman spectra, bothcompounds have CT transitions commonly above 0.1 eV, while they behave differently
in the region lower than 0.1 eV [4]. κ-(BEDT-TTF)2Cu2(CN)3 shows an excitation signal
at lower than 0.1 eV, whose intensity increases from 0.1 eV toward the low energy. This
structure is clearly separate from the CT excitation peaks. The spectral difference
between the two compounds will be discussed from the viewpoints of magnetic anddielectric excitations.
This study was conducted in collaboration with Mr, Y. Nakamura, Prof. A. Nakamura(Nagoya univ.), Prof. T. Sasaki, Dr. N. Yoneyama and Prof. N. Kobayashi (Tohoku univ.).
This study is partially supported by KAKENHI (No. 23225005).
References[1] Y. Shimizu, K. Miyagawa, K. Kanoda, M. Maesato, and G. Saito, Phys. Rev. Lett. 91,
107001 (2003).
[2] M. Abdel-Jawad, I. Terasaki, T. Sasaki, N. Yoneyama, N. Kobayashi, Y. Uesu and C.
Hotta, Phys. Rev. B 82, 125119 (2010).
[3] I. Kézsmárki, Y. Shimizu, G. Mihály, Y. Tokura, K. Kanoda, and G. Saito, Phys. Rev.
B 74, 201101 (R) (2006).
[4] 中村、岸田他、日本物理学会講演概要集 2011 年秋季大会 第４分冊 p.874、 22pTR-13.

ダイマーモット絶縁体におけるダイマー配置の乱れによって誘起される強誘電ドメイン
A 名工大工，BCREST，C 奈良先端物質

高橋聡 A,B，五味広喜 A,B，池永昌弘 C，平木康浩 C，
相原正樹 C

Ferroelectric domain induced by disorder in dimer arrangement in dimer
Mott insulators
ANagoya Inst. Tech., BCREST, CNAIST, A. TakahashiA,B, H. GomiiA,B, M. Ikenaga, Y.

HiragiB, M. AiharaB
近年、ダイマーモット絶縁体 -(BEDT-TTF)2Cu2(CN)3 において、低温での誘電異常が見いだされて、興味を集めており[1]、この強誘電性がダイマー内電気双極子モーメントに由来するものであるという説が提案されている[1-4]。我々は、これまでに、ダイマー間ボン
ド長交替により、強誘電状態が実現されることを示してきた[4]。本研究では熱の効果としてダイマー配置の乱れをとりいれ、
この乱れが基底状態にどのような変化をもたらすのかを調べた。ダイマー間遷移積分に格子配置依存性を取り入れた拡張ハバードモデル用いる。
乱れた格子配置に対する電子の基底状態を数値的に厳密に計算し、この基底状態の電荷密度分布などの物理量を解析した。ここで乱れの大きさの二乗が温度に比例すると考えることができる。ダイマーモット絶縁体相においては、乱れの大きさが小さい場合には以下の金属結果が得られた。乱れにより、電荷分布は不均一になるが、ダイマー間の電荷移動は、ダイマー内電荷移動に比べてはるかに小さく、ダイマー内電気双極子モーメントが発生する。図 1 に、様々な乱れに対する、ダイマー内電気双極子モーメントの b 軸方向成分の和 P(b)の分布のヒ
ダイマーモット絶縁体
ストグラムを示した。この図から、P(b)の分布にはふたつのピークがあり、ダイマー内電気双P(b)極子モーメントが b 方向に揃い強誘電ドメイ
図１P(b)の分布のヒストグラム
ンが形成されることがわかる。分極の強さはおお
まかには乱れの大きさに比例する。乱れがない場合に、ダイマーモット絶縁体である基底状態とエネルギー的に近接した多数の金属状態が励起状態として存在している。弱い
乱れの領域での基底状態は、ダイマーモット絶縁体とこれらの金属状態のひとつの重ね合わせによって良く近似することができ、この重ね合わせ状態はダイマー内電気双極子
モーメントが b 方向に揃った電荷構造をもっている。この金属状態の混成が、乱れによって誘起される強誘電性の起源である。乱れが大きい領域では、基底状態はこの重ね合わせ状態では記述することができなくなる。乱れが大きくなるにつれて、弱い領域での特徴的な電荷分布が失われ、電荷分布はよりランダムになり、分極もより小さくなる。
さらに乱れを大きくすると基底状態は金属状態へと変化してゆく。この結果は、特定の乱れの大きさ(温度）で分極が最大になることを示しており、これにより誘電異常の温度依存性が説明できる可能性がある。
参考文献[1] M. Abdel-Jawad, et. al, ,Phys. Rev. B 82, 125119-1-5 (2010).
[2] M. Naka and S. Ishihara, J. Phys. Soc. Jpn. 79, 063707 (2010).
[3] C.Hotta ,Phys. Rev. B 82, R31044 (2010).
[4] H. Gomi, et. al, ,Phys. Rev. B 82, 035101 (2010).

励起状態に現れる隠れた電荷相関原子力機構放射光	  石井賢司Charge correlation hidden in excited states
SPring-8, JAEA

Kenji Ishii	  電子型強誘電体など、強相関電子系で頻繁に現れる電荷秩序を考える上で、電荷にどのような相互作用が働いているか、特に電荷を秩序化させる起源となる相互作用が何かを明らかにすることは重要な問題の一つである。そのためには、基底状態を調べることは当然必要であるが、加えて、相互作用と同程度のエネルギーを与えて電荷を励起させた状態を調べることも不可欠である。電荷秩序のように長周期で秩序が起きている場合
は、波数分解した電荷励起状態の観測が有効であり、その一つがＸ線非弾性散乱である。
	  Ｘ線非弾性散乱の中でも元素の吸収端近傍のＸ線のエネルギー用いたものは共鳴非弾性Ｘ線散乱（Resonant Inelastic X-ray Scattering, RIXS）と呼ばれており、Ｘ線非弾性散乱による電子励起の観測にはこの手法が主に用いられている。また、これまでの研究から、RIXS で得られる励起スペクトルは電荷の動的相関関数 N(Q,ω)と定性的に一致していることがわかってきている[1-3]。我々は、その特長を活かした研究として、電荷秩序を示す遷移金属酸化物の RIXS の測定を行っている。その結果、電荷秩序相の近傍で、基底状態からは単純に予想されないような電荷相関が励起状態に隠れていることがいくつかの物質系で見出された。これらの系の電荷秩序を理解するには、単に基底状態だけを調べていたのでは不十分で、励起状態まで含めて検討し、そのような電荷相
関を生じるような相互作用を考えなければならないことを示している。
	  講演では、このような電荷相関が励起状態で観測された Sr14-xCaxCu24O41 と LuFe2O4の研究結果について紹介する。
	
  本研究は、吉田雅洋、Ignace Jarrge、筒井健二、水木純一郎、前川禎通（原子力機構）、中惇、石原純夫、小池洋二（東北大）、工藤一貴、池田直（岡山大）、遠山貴己（京大）、遠藤康夫（国際高等研）各氏との共同研究です。
References[1] K. Ishii et al., Phys. Rev. Lett. 94, 207003 (2005).
[2] J. van den Brink et al., Europhys. Lett. 73, 121-127 (2006).
[3] J. Kim et al., Phys. Rev. B 79, 094525 (2009).

偏光Ｘ線でみた LuFe2O4 の磁気構造
理化学研究所

放射光科学総合研究センター

大隅寛幸

Polarized x-ray diffraction study of the magnetic ordering in LuFe2O4
RIKEN SPring-8 Center H. Ohsumi
層状鉄酸化物 LuFe2O4 は、Fe2+と Fe3+の秩序配列が電気分極を担う電子型と呼ばれる誘電体である[1]。また、磁気転移温度における誘電異常や磁場印加による誘電応答の変化などから、この物質は、磁性と誘電性が強く結合したマルチフェロイック物質としても注目されている。我々は、この系における電荷－スピンの結合機構に関心を持ち、Fe の三角格子上で電荷とスピンがどのように秩序配列しているかを明らかにするために、放射光を用いて研究を行っている。磁気構造解析に X 線を使用することの利点は、同一試料・同一プローブで電荷とスピンの秩序配列が決定できる点と、LS 分離により Fe2+と Fe3+にコントラストがつけられる点にある。
実験は BL19LXU/SPring-8 で 8.4 keV の X 線（非共鳴条件）を用いて行った。入射 X 線の偏光面の傾斜角の制御にはダイヤモンド X 線移相子を使用した。180 K で測定した(0 1 10)
反射の回折プロファイルの偏光依存性を図１に、それらの積分強度の偏光依存性を図２に示す。回折強度の偏光依存性は、トムソン散乱（図２中の実線）で説明できないばかりでなく、
c 軸にコリニアな磁気構造を仮定しても説明できないことを今回見出した。現在、X 線磁気回折実験と磁化測定[2]の結果に矛盾しない新しい磁気構造モデルの検討を行っている。
X 線の磁気散乱現象自体は良く理解されており[3]、磁気回折強度の偏光依存性を測定することにより、磁気モーメントの方向やそれに占める軌道磁気モーメント L とスピン磁気モーメント S の割合等の知見を得ることができる。講演では、LuFe2O4 の磁気構造モデルの構築を実例として、X 線磁気回折実験の有用性を紹介したいと考えている。
本研究は、竹下聡史(理研)，有馬孝尚(理研、東大)，高田昌樹(理研)，赤浜裕士(岡大)，神戸高志(岡大)，狩野旬(岡大)，永田知子(岡大)，池田直(岡大)各氏との共同研究による。
25
2500

180 K
(0 1 10)

2000
1500
1000
500
0
9.90
9.95
10.00
L (r
10.05
. l. u
10.10
.

)

図１

0

30

60

90

Integrated Intensity (a.u.)

Intensity (counts/15sec)

3000

180K (0 1 10)
tth = 45.4352

20
15
10
5

Integrated intensity
Thomson scattering

180
150
120

eg
 (d

)

0

回折プロファイルの偏光依存性[1] N. Ikeda et al., Nature 436, 1136 (2005).
[2] J. Iida et al., J. Phys. Soc. Jpn. 62, 1723 (1993).
[3] M. Blume and D. Gibbs, Phys. Rev. B 37, 1779 (1988).

0

30

60

90

120

150

 (deg)

図２

積分強度の偏光依存性

180

フラストレートしたスピン 1/2 の 1 次元鎖をもつ Rb2Cu2Mo3O12 の
磁場誘起強誘電転移
A 名大理, B 阪大基礎工

安井幸夫 A, 柳沢雄大 A,岡崎竜二 A,寺崎一郎 A, 山口泰弘 B, 木村剛 B

Ferroelectric Transition of Spin 1/2 Frustrated Quasi One Dimensional
Chain System Rb2Cu2Mo3O12 Induced by Applying Magnetic Field

ANagoya Univ., BOsaka Univ.,

Y. YasuiA, Y. YanagisawaA, R. OkazakiA, I. TerasakiA,
Y.YamaguchiB, T. KimuraB

/0

Rb2Cu2Mo3O12 は CuO2 リボン鎖と呼ばれる CuO4 四角形が辺共有で 1 次元的に連なった構造をもつ物質系の１つである（結晶構造を Fig.1 に示す）。CuO2 リボン鎖をもつ物質系
としては他に LiVCuO4, LiCu2O2, PbCuSO4(OH)2 などが挙げられるが、これらの物質系はいずれも Cu は 2 価で S=1/2 の量子スピンであり、またスピン間の相互作用としては最近
接交換相互作用 J1 が強磁性的、次近接 J2 が反強磁性的であることから相互作用が競合しており、磁気フラストレーションをもつ量子スピン系の典型例の１つと見なせる。CuO2 リボン鎖をもつ物質系について、マルチフェロイック現象（磁気秩序と強誘電性が共存）に関する研究の観点と、spin-nematic 相、chiral-order 相、quadrupolar-order 相など新奇でエキゾチックな量子相の探索という観点の両方から興味を持っている。
本研究で取り上げる Rb2Cu2Mo3O12 はゼロ磁場下で磁気転移も強誘電転移も示さない物質系である。この系では J1= -138K (Ferro 的), J2=51K (AF 的)と報告されているが、強い量子ゆらぎと低次元性により少なくとも 2K までは 3 次元的な長距離磁気秩序が見られない。この系の誘電率を測定した結果、約 50K 以
下で降温とともに誘電率の増大を観測した。これはhelical 的な short range magnetic order に起因すると考えられる。また、この誘電率の増大は Cu サイト
への Zn 及び Ni 置換により抑制されることもわかった。この結果も short range magnetic order が不純物置換により乱されたからと理解することが出来る。
磁場を印加して誘電率を測定した結果、H>0.5T の磁場下では、Tc=8K で-T 曲線にピーク構造が現れる
ことがわかった(Fig. 2)。さらに Tc 以下では有限の自Fig.1: Rb2Cu2Mo3O12 の結晶構造
発分極が出現し、磁場誘起の強誘電転移が起こること
6.00がわかった。強誘電転移が誘起される磁場下で磁化率
Rb2Cu2Mo3O12と比熱を調べたが、Tc で何の異常も観測されず磁気転H=0T
移を伴っていないことがわかった。つまり、3 次元的
H=3T
5.90
な長距離磁気秩序を伴わないにもかかわらず、磁場にH=5T
よって強誘電性が誘起されるという大変奇妙な現象
H=7Tを見出した。この磁場誘起の強誘電転移は、磁気フラ5.80
ストレートした量子スピン系の特異な磁気状態が関与した新しいタイプのものと考えられ大変興味を持っている。この物質系の特徴である一次元 J1-J2 量子
5.70
スピンモデルにおいて、chiral-order 相の存在が理論
0
10
20
30
40
的に指摘されており、本研究で見出した磁気転移を伴T (K)わない磁場誘起強誘電相との関連にも注目している。
Fig. 2: Rb2Cu2Mo3O12 の磁場下での誘電率の温度依存性

マンガン酸化物系の電荷軌道整列と強誘電性
東大新領域 有馬孝尚

Ferroelectricity in a charge-orbital ordered state of manganese oxide systems
Department of Advanced Materials Science, Univ. Tokyo, T. Arima

マンガン酸化物系の電荷軌道整列相では、イオン的な見地に立てば、Mn3+と Mn4+が強磁性的なジグザグ鎖を形成している状態であり、共有結合性を重視した場合は、このジグザグ鎖に沿った反結合性軌道が片側のスピン状態のみ占有された状態とみなされる。このような特異な電子配置が系に極性を持たせる可能性については以前から指摘があったが、実際に極性状態が実験的に確かめられたのは、ERATO 十倉スピン超構造プ
ロジェクトで、徳永らと発見した Pr(Ca1-xSrx)2Mn2O7 が初めてであろう。この物質の磁化や電気抵抗の温度変化から、二段階での相転移が示唆され、電子および X 線の回折実験から、高温で斜方晶の b 軸方向に走っていた軌道整列の伝搬ベクトルが、室温以下
では a 軸方向へと 90 度回転することが分かったのである[1]。この低温相は、MnO6 八面体の tilting と電荷整列の相乗効果のため反転対称性が破れる。電気抵抗が低すぎて電気測定では強誘電性を確かめられないが、光の第二高調波発生の実験から、面内方向に極性を持つ状態であることが分かっている。
二次元 MnO2 面を考えると、電荷整列状態は一種の Site Alternation であるから、これに同周期の Bond Alternation が入れば必ず極性を持つシートが出来上がる。このようなBond Alternation を実現するのが 327 構造における tilt である。327 構造では、MnO2 八面
体は必ずｃ軸方向で非対称である。すなわち、各八面体は c 軸方向に電気双極子を持つ。
この八面体が tilt すれば、電気双極子が面内成分を持つ。c 軸方向にある頂点酸素でつながった２つの八面体を考えると、c 軸方向の電気双極子は完全に打ち消し合うが、面内方向の双極子は足しあわされる。よって、tilt のある 327 構造は、最初からある種のBond Alternation を内在しているとみなすことができる。また、この周期は電荷整列の周期と同じである。
このように考えていくと、Ａサイト秩序型のマンガン酸化物でも MnO6 八面体が c
軸方向に非対称となっている。したがって、tilt と電荷整列が存在すれば、同様の機構が働く可能性がある。ごく最近、横浜市大の山田重樹氏や東北大多元研の津田健治氏らとの共同研究において、A サイト秩序型の SmBaMn2O6 が低温で面内方向に極性を持つ状態を示唆する実験結果がいくつか出てきている。完全に確定したわけではないが、講演ではこのトピックを中心に紹介したい。
参考文献 References[1] Y. Tokunaga, Th. Lottermoser, Y. S. Lee, R. Kumai, M. Uchida, T. Arima, Y. Tokura,
Nature Materials 5, 937 (2006).

有機電荷移動錯体における中性イオン性転移の有限温度相図
A 理研基幹研，BJST-CREST，C 東大理，D 産総研 NRI “RICS”, E 東大物性研

大塚雄一 A,B，妹尾仁嗣 A,B，吉見一慶 C,D，加藤岳生 E

Finite-temperature phase diagram of neutral-ionic transitionin organic charge transfer salts
AAdvanced Science Institute, RIKEN, BJST-CREST, CDept. Physics, Univ. Tokyo,
DNanosystem Research Institute “RICS” AIST, EISSP, Univ. Tokyo

Y. OtsukaA,B, H. SeoA,B, K. YoshimiC,D, T. KatoE

Recent experimental progresses on mixed-stacked charge-transfer complexes such as
TTF-CA have renewed interests in the neutral-ionic (NI) phase transition. For instance,
it has been revealed that there exists an ionic paraelectric phase in thepressure-temperature (P, T) phase diagram [1,2].
In this work, we theoretically investigate finite-T properties of the NI transition on
the basis of ionic extended Hubbard chains at half-filling with electron-lattice couplings[3] coupled by interchain Coulomb interactions. Within the adiabatic approximation forthe lattice degree of freedom together with mean-field treatment for the interchain
coupling [4], this model is reduced to an effective one-dimensional model, which wesolve numerically by quantum Monte Carlo technique providing high-precision results.
First, in the case where the lattice is sufficiently rigid, the NI phase transition is offirst-order at low-T and vanishes into a cross-over regime with increasing T. When theelectron-lattice coupling becomes relevant, a spin-Peierls transition occurs at low-T;
however, it does not necessarily accompany the NI transition, which implies that theionic paraelectric phase indeed exists at high-T region in our microscopic model. We willcompare our results with experimental observations.
References[1] M. H. Lemée-Cailleau et al., Phys. Rev. Lett. 79 (1997) 1690.
[2] H. Matsuzaki, et al., J. Phys. Soc. Jpn. 74 (2005) 2925.
[3] N. Nagaosa and J. Takimoto, J. Phys. Soc. Jpn. 55 (1986) 2745; 2754; S. Ishihara, T.
Egami, and M. Tachiki, Phys. Rev. B 49 (1994) 8944; K. Yonemitsu, Phys. Rev. B 65
(2002) 205105.
[4] Y. Otsuka et al., J. Phys. Soc. Jpn. 77 (2008) 113705.

強相関電子系で見られる多彩な電荷秩序

構造物性の立場から

岡山大理物理 野上由夫

Various charge ordering in correlated electron systems
Dep. Physics,Okayama Univ., Y. Nogami
近年ダイマーモット型量子スピン液体錯体κ-(BEDT-TTF)2Cu2(CN)3 の誘電率異常について興味が集まっている [1] 。その構造の詳細は，これまでほとんど明らかにされてこなかった。99%近い双晶のなかから単結晶を選り分け構造解析および PF-BL4C を用いて対称性の確認をおこなった結果，下記の結果が明らかになった。
１）
室温での平均構造は空間群 P21/c で比較的良く解け，消滅則の結果もそれを支持する。Cu 廻りの局所構造が CN 基３配位となっており，必然的にシアノ基には配向に乱雑さが生じる。
２）
約 80K 以下で c 映進が破れ，h0l（l が奇数）の反射があらわれる。
３）
約 40K 以下で更に 21 螺旋が破れ，0k0(k が奇数)の反射があらわれる。これらが低温で生じ，反射強度は非常に弱いことから考えて，CN の配向秩序ではなく，微妙な低温での電荷不均一に起因している可能性がある。現在構造解析を実行中であり，その結果についても触れたい。
この他，時間があれば，θ型で生じているさまざまな電荷秩序についても述べる。
この研究は，佐々木孝彦，寺崎一郎，M. Abdel-Jawad，堀田知佐，近藤隆祐，前里光彦，中尾朗子各氏ら多くの方の協力で遂行されました。
参考文献 References[1] M. Abdel-Jawad, I. Terasaki, T. Sasaki, N. Yoneyama, N. Kobayashi, Y. Uesu andC. Hotta,Phys. Rev. B 82, 125119-1-5 (2010).

放射光による分子性結晶の電子自由度の直接観測
名大工澤博

Direct Observation of Electron Degree of Freedom in Molecular Crystal by
Synchrotron Radiation X-ray
Appl. of Physics, Nagoya Univ. Hiroshi Sawa

分子性結晶はフロンティア軌道が分子の広い範囲に広がっていることを反映して on site
U はあまり大きくないにもかかわらず、遷移積分 t も小さいことから U / t で記述される電子相関が無視できないという認識は一般的となっている。これを反映して、分子性導体の中でも古典的な α-(BEDT-TTF)2I3 の金属絶縁体転移が、電荷の局在で説明できる可能性があることを指摘したのは理論的なアプローチが最初であったと認識している。1 それまでの分子導体の研究が次元性の制御による超伝導探索であった流れを、電子相関の舞台へと突然変化させたブレークスルーと捉えることができるのではないであろうか？
複数の原子によって構成される分子を剛体として扱い電子状態を議論することで、一見して複雑な結晶構造を持つ分子性導体が極めてシンプルなハミルトニアンによってその系の性質を議論できることは大変示唆的である。このようなアプローチであれば、結晶構造の中で最も重要な情報は分子配列となり、それほど精密な構造解析は必要ない。ところが，現実の 系で はそ れほ どこと は単 純で はない ．1 次元系 の Wigner 結 晶とし て注 目さ れた(DI-DCNQI)2Ag の系 2 は，通常の構造解析の手続きから電荷秩序と電荷密度波の共存として
電荷不均化が生じていることを結論することができた 3．しかし，この解析は puzzling であり，直接的な結論を引き出すことは容易ではない．
最近我々は、放射光Ｘ線を用いた精密構造解析を行うことによって、分子の持つ電子分布の自由度を明らかにすることで、分子の持つ多様性を議論することを試みている。
たとえば、分子の価数は経験的に結合距離の比較によって推定してきたが、非対称分子、または分子間の電子相関の局所的な不均一性などから分子軌道の分布が決して一様ではないことが明らかである。α-(BEDT-TTF)2I3 の電荷秩序状態を精密に電子密度解析することで、閉殻イオンとして単純化されていた I3-イオンの中にも自由度が残っていることを明らかとした。また、
やはり古典的な一次元分子導体と位置付けられていた(TMTTF)2PF6 の電荷秩序の直接決定、
長年信じられていたスピンパイエルス状態の理解も定説とは様相を異にしている。
講演では、これらの系の最近の解析結果について紹介する。
参考文献[1] H. Kino and H. Fukuyama: J. Phys. Soc. Jpn. 65 (1996) 2158.
[2] K. Hiraki and K. Kanoda, Phys. Rev. B 54, (1996) R17276.
[3] T. Kakiuchi, H.Sawa, et al., Phys. Rev. Lett., 98 (2007) 066402.

電子誘電体の励起状態―鉄酸化物とダイマーモット系―
A 東北大理，BJST-CREST

石原純夫 A,B，中惇 A

Excited states in electronic ferroelectricty-Iron oxides and dimer Mott systems-

A Department of Physics, Tohoku Univ., BJST-CREST., S. IshiharaA,B, M.NakaA

Ferroelectric material has a spontaneous electric polarization induced by displacementof ion and electronic cloud. Recently revived magnetoelectric effects and related
multiferroic phenomena are recognized as spin-driven ferroelectric transitions. A key
issue is a non-collinear spin structure in frustrated magnets. When electronic charges
are ordered without inversion symmetry, a macroscopic electric polarization appears ina crystal. This new class of ferroelectricity is examined recently in a wide variety of thecharge ordered transition-metal oxides and organic salts [1].
In this talk, we present our recent theoretical results in electronic ferroelectricity. In
particular, we focus on the electronic structure and excited states in the rare-earth ironoxides RFe2O4 [2-7]and low-dimensional organic salt κ-(BEDT-TTF)2Cu2(CN)3 [8].
1) Rare-earth iron oxides RFe2O4 (R: rare-earth elements) has a stacked triangularlattice, and show dielectric anomaly around the three-dimensional charge orderedtemperature. We study the charge dynamics in a correlated charge system on apaired triangle lattice. Dynamical charge correlation functions and opticalconductivity spectra in zero temperature and finite temperatures are calculated in
finite size clusters by utilizing the exact diagonalization methods. Competition
between polar and non-polar charge orders due to the geometrical frustration areseen in the calculated spectra. Multiple structures in the polar three-fold chargeorder are attributed to the two non-equivalent charge sublattices. Results arecompared with the recent resonant inelastic x-ray scattering experiments.
2) The quasi-two dimensional organic salt κ-(BEDT-TTF)2Cu2(CN)3 is known to be adimmer Mott insulator where two molecules couple strongly and one electron exists
per dimmer. In our previous studies, we propose a possibility of electronic
ferroelectricity in the dimmer Mott insulator. Here we study the collective mode inboth the dimer-Mott phase and the charge ordered phase. The optical conductivity
and the dynamical charge correlations are calculated in both the effective modeland the itinerant electronic model. Through the detail comparison with theexperimental results, possible scenarios for the low temperature phase are
discussed.
We would like to appreciate N. Ikeda, S. Sasaki, S. Iwai, K. Ishii for their fruitful
discussion.
References[1] As a review, S. Ishihara, J. Phys. Soc. Jpn. 79, 011010 (2010).
[2] A. Nagano and S. Ishihara, Jour. Phys. Cond Matt. 19, 145263 (2007).
[3] A. Nagano, M. Naka, J. Nasu, and S. Ishihara, Phys. Rev. Lett. 99, 217202 (2007).
[4] M. Naka, A. Nagano, and S. Ishihara, Phys. Rev. B 77, 224441 (2008)[5] J. Nasu, M. Naka, A. Nagano and S. Ishihara, Phys. Rev. B78, 024416 (2008)[6] T. Watanabe, and S. Ishihara, J. Phys. Soc. Jpn. 78, 113702 (2009)[7] T. Watanabe, and S. Ishihara, arXiv.1006.2889 (2010).
[8] M. Naka and S. Ishihara, J. Phys. Soc. Jpn. 79, 063707 (2010).