A

,

NTT

,

A,

B

C

B,

B,

C

√B
(CR)
µm
0.4

[1]
eV
[2]
SiC
1
CR
Vg = -2.0 V
Shubnikov-de Haas ( S-dH)
S-dH

CR
Vg = 0 V
Vg = -2.0 V
Vg = 0 V
1CR
CR
Vg = 0 V
1
Vg = -2.0 V

Vg = -2.0 V
CR
S-dH
(

2

)

References[1] E.A. Henriksen et al., Phys. Rev. Lett. 100, 087403 (2008).
[2] D.K. Efetov et al., Phys. Rev. B 84, 161412(R) (2011).

鉛ハライド系ペロブスカイト単結晶の励起子磁気分光
千葉大国際教養、千葉大院教 A 、千葉大院理 B 、京大化研 C
三野弘文, 河原拓也 A , 保屋野瑞希 B , 山田泰裕 B ，音賢一 B ，金光義彦 C
ペロブスカイト半導体はシリコン等に代わる次世代の太陽電池材料として注目されている。なかでも、鉛ハライド系ペロブスカイト半導体 CH 3 NH 3 PbI 3 は太陽電池の効率が飛躍的に増大しており、様々な研究が展開されている。しかしながら、光照
射によって生成される励起子の振る舞いについては未解明な点も多い。特に、基礎的な 物 理 パ ラメ ー タ であ る 励 起子 束 縛 エネ ル ギ ーは 年 々 小さ な 値 が報 告 さ れ 、 未 だ 確
定には至っていない[1，2]。そこで、本研究では、鉛ハライド系ペロブスカイト半導
体 CH 3 NH 3 PbX 3 [X:Cl,Br,I]（以下 MAPbX 3 とする）を対象に、極低温（1.5K）下での精密磁気分光から、この系の励起子遷移について定量的に評価することを試みた。
試 料 に は いず れ も 逆温 度 法 によ っ て 作製 さ れ た 高 品 質 単結 晶 の 劈 開 表 面 を用 い た 。
液 晶 リ タ ーダ で 左 右円 偏 光 制御 さ れ た白 色 光 を試 料 に 入射 し 、 得ら れ る 反 射 光 ス ペ
クトルを CCD で検出の際、カウント数が飽和直前になるまで露光し、左右円偏光の差を積算する方法で高感度な信号検出を可能とした。図１、２に Faraday 配置にて磁場を印加した際の MAPbBr 3 、MAPbI 3 の偏光度スペクトルを示す。MAPbBr 3 では
1s 励起子の高エネルギー側に反磁性シフトを示す高次励起子遷移が明瞭に観測されており、MAPbI 3 では 1s 励起子の高エネルギー側に線形シフトを示すランダウ準位間の遷移が見られている。これらの結果から前者では 13.5 meV、後者では 5.5 meVの励起子束縛エネルギーを導出した。
本研究の一部は JST-CREST(JPMJCR16N3)の支援による。

[1] K. Tanaka et al., Solid State Commun, 2003, 127, 619-623[2] K. Galkowski et al., Energy Environ.Sci., 2016, 9, 962-970

r
A

,

,

A,

,

i,

,

e,
t

l

n
e

c[V

)

0

1
B

6
y

T

(6
T
o

]a
e
s

6

(b) B

L

6

:
(a)B

L

BinaryBisectrix[1] Z.Zhu et al., Nature Communications 8 ,1529(2017).

Bi(111)/Si(111)テンプレート上におけるトポロジカル
結晶絶縁体 SnTe 薄膜の成長とその評価
東大理
中西亮介, 秋山了太, 宮内恵太，長谷川修司
トポロジカル結晶絶縁体（ TCI）は鏡映対称性により保護された表面状態を持ち、トポロジ
カル絶縁体とは異なる新奇物性やその応用が期待されている [1]。しかしながら TCI の典型物質である SnTe は MBE による作製が難しく、種々の基板上の作製が試みられてきた [2]。
今回、我々は SnTe(111)と格子定数の近い（格子不整合率~ 1％）Bi(111)薄膜を下地として用い、基板温度等のパラメータを変化させながら、SnTe 薄膜作製を試みた。図 (a)の RHEED
からわ か る よ う に 、最適 条 件 下 に お い て SnTe(111)の 高 品 質 結 晶 を 作製 す る こ と に 成 功 した 。
さらに、SnTe を Bi(111)上に室温蒸着した系において電気伝導度測定を行ったところ、5.3Kにおいて図(b)にみられるような超伝導由来の抵抗減少が観測された。
さらに磁場強度・磁場印加方向を変化させ詳細に伝導測定を行ったところ、図 (c)のように 2次元性を持つことが分かった。また、Bi、Sn、Te のみからなるいかなる物質も 5K を超える
温度において超伝導を示さないことから、この超伝導は SnTe/Bi(111)界面における新規界面超伝導の可能性があると考えられる。SnTe のトポロジカル表面状態にクーパーペア が染み出すと、エッジに二つのマヨ ラナゼロモードを持つトポロジカル超伝導が実現される可能性が理論的に予測されている[3]。本系は新しいトポロジカル超伝導の可能性を示唆するものである。

(a)

(b)

(c)

図 : (a)SnTe(111)/Bi(111)の RHEED, (b)抵 抗 の 温 度 ・ 垂 直 磁 場 依 存 性 , (c)抵 抗 の 磁 場 印 加 方 向 依 存 性 。

[1] L. Junwei et al. Nature Materials 13, 178–183 (2014).
[2] R. Ishikawa et al. Journal of Crystal Growth 453 124-129 (2016).
[3] Chen Fang et al. Phys. Rev. Lett. 112, 106401 (2014).

パルス強磁場を用いたワイル半金属 TaAs,NbAs の電気伝導特性の研究
阪大院理 A 、阪大強磁場 B 、JST-PRESTO C
駒田盛是 A , 村川寛 A , 横井滉平 A , 木田孝則 B ,萩原政幸 B , 酒井英明 A,C , 花咲徳亮 A
ワイル半金属は波数空間においてスピンの湧き出しと吸い込みの中心となるワイル点近傍にフェルミ準位を有する物質であり、ワイルフェル
ミオンに由来する興味深い現象の発現が期待されている。TaAs と NbAs
は空間反転対称性を破ったワイル半金属であり、APRES でのフェルミ
アークの観測、カイラルアノマリーの検出など、固体中のワイルフェル
ミオンが引き起こす新規現象の研究が精力的に行われている。
TaAs と NbAs はブリルアンゾーン内に 2 種類のワイル点を持ち、ペアとなるワイル点は波数空間上で接近した位置に存在する。このためフェルミ準位のわずかな変化により、フェルミ面内のワイル点の数を 1 つから
2 つへと変化させることができる。フ
ェルミ面が複数のワイル点を囲んだ状
態では、磁場方向に依存してサイクロ
トロン軌道が囲むワイル点の数が異なる状態の実現が期待できるが、このときのランダウ準位構造についてはこれまで研究された例はない。
今回我々は NbAs の 1cm 3 の大型良質単結晶を合成した。同一の単結晶からさまざまな結晶軸方向に切り出した試料を用い、50 T までのパルス磁場下で電気抵抗率を測定した。量子振動を解析した結果、磁場方向に依存してベリー位相が変化することを見出した。
これはサイクロトロン周回軌道が囲む
ワイル点の数に対応してランダウ準位(a) NbAs の 50 T までの電気抵抗率。
構造が変化していることを示唆してい(b) B //[001]と B //[100]の Landau
る。
index プロット。

c

ns

tos

uT

N

Tns

u

h

c
h

N]
u

u

d

T

c

[
d

N

ns
N[1]
d
r g
T

d
ns

ns

u
tos u
r g
T
adN
N
a

u
ns
T
ns

1

c

ur

a

c
tos
c

e

N

c
r

g
[

c

c

e
c

c
TaY
N [N

k

e
,

)

[
).2. 8. . 0

:

r

.

g

).9

(

1 ).

)

91 3

((

(

)

y
a

[

T
O

ISIS AD. D. Khalyavin A

a

[

4

B

P. Manuel A

B

-3

O

TH

W
WG 1 2
TH
O
n
t O
5
WG
T
O
P
W
M HG
P
. .O y
.
pb
t
1 2
G
y
EG 1 2
4
O
G
y
O
HG
W
G
4.5 GPa
t] t
] t
W
O
TH Mn
t E-type O]pe
Tb
tP
t]pe
F
HG
G
S
Mn
tP E-typeF
Tb
tP k=0 O
F
HG [4]POI
F[1] T. Aoyama et al. Nat. Comm. 5 , 4927 (2014)[2] T. Osakabe et al. JPSJ 79 , 034711 (2010).
[3] N. Terada et al. Phys. Rev. B 89 , 220403(R) (2014)[4] N. Terada et al. Phys. Rev. B 93, 081104(R) (2016)

強磁場電子スピン共鳴測定によるスピン四極子励起の観測
阪大先端強磁場、沖縄科学技術大学院大学 A 、ハンガリー科学アカデミー B
赤木暢, 吉澤大智, 奥谷顕, 木田孝則,
J. Romhányi B , K. Penc C , 萩原政幸
物質内の磁気励起を観測する電子スピン共鳴（ESR）は、 磁性体の研究において微視的情報を得ることのできる測定手法の一つである。電気磁気マルチフェロイック物質では、スピンと電気分極が強く相関しているため特異な磁気励起が観測されることがある。実際、オケルマナイ
ト構造を持つマルチフェロイック物質 Ba 2 CoGe 2 O 7 では、振動電場誘起の磁気励起（エレクトロマグノン）が観測され、大きな方向二色性を示すことが知られている [1]。本研究では、磁気誘起の電気分極を持つマ
ルチフェロイック物質である Sr 2 CoGe 2 O 7 においてパルス強磁場 ESR 測定から磁性と誘電性の相関を微視的に調べることを目的とした。
図１に強磁場 ESR 測定から求めた
Sr 2 CoGe 2 O7 における共鳴磁場の周波数-磁場プロットを示す。磁場は c 軸方向に印加しており、(a)Faraday 配置、(b)Voigt 配置の結果を示している。
Sr 2 CoGe 2 O7 では、c 軸方向に磁場印加したときの飽和磁場は 21.6T であり、飽和後の強磁場領域でフォークト配置
でのみ 2 マグノン励起（Q1 モード）が観測された。この磁気励起は、入射電
磁波の電場成分によるスピン四極子励起で説明できることがわかった。
[1] I. Kézsmárki et al ., Phys. Rev.
Lett. 106, 057403 (2011).

図１．Sr 2 CoGe 2 O 7 の ESR 共鳴磁場の周波数-磁場プロット（ H // c ）。
(a) フ ァ ラ デ ー 配 置 、 (b) フ ォ ー ク ト 配置。実線は反強磁性共鳴モードを示す。

BiFeO3

A *,

A

B

C

B,

C,

D,

ORNL DA,

BiFeO 3c
640 K

A1100 K

[1]
c

[2]
X

Bragg
[3]
LD-FZ

BiFeO 3[4]

[5][1] I. Sosnowska et al., J. Phys. C 15, 4835 (1982).
[2] M. Tokunaga et al., Nat. Commun. 6, 5878 (2015).
[3] I. Sosnowska et al., J. Phys. Soc. Jpn. 81, 044604 (2012).
[4] T. Ito et al., Cryst. Growth Des. 11, 5139 (2011).
[5] S. Kawachi et al., Phys. Rev. Materials 1, 024408 (2017).
:*

1111

CaFeAsF



NHMFL A Shanghai Institute of Microsystem andC
Information Technology B
David Graf A
Tao Hu B

Yonghui Ma B

CGang Mu B
C(dHvA)(SdH)
KFe 2 As 2 BaFe 2 As 2 FeSe FeS
1111
CaFeAsF
LaFeAsO
LaOGang Mu

[1]
1111
CaF

CaFeAsF
[2]
20
5T

SdH
2
Berry phase[1] Taichi Terashima et al ., arXiv:1710.03938.
[2] Y. Ma et al ., Supercond. Sci. Technol. 28 , 085008 (2015).

CaFeAsF

5
Y

[ 03

TY

v

Y

um
,

A

, Jumaeda Jatmika,

5 C

Y

G

LS
e

T
4
N

N

A

T

5

R
A

A,

03
N
N

]

q

Y

Y
A
G
G

Y
GC
q

TCf
TC 03
5
L A Y
TY
r
Y
TCf
q
Y

G

d S
N 5
S

o u
q

eh
5Y n

Y

5

Y
L
N A
T q
S
C f

b
Y

Y
ihS

5Y

T q
Y
S ihS f
Y q
Y
f
1 2A
TY
um
4
G
Y
4
T
eF TH
LS
A

µ

[1] A. Miyake, Y. Sato, M. Tokunaga, J. Jatmika, T. Ebihara,
Phys. Rev. B 96 , 085127 (2017).

µ0

CeNi 2 Ge 2 Y

GYbNi 2 Ge 2 Y

強磁場下における Bi 系銅酸化物高温超伝導体の電気輸送特性物材機構 A 、弘前大理工 B 、東北大金研 C 、京大工 D、東大物性研 E
足立伸太郎 A, B, E , 佐々木菜絵 B , 臼井友洋 B , 寺本祐基 B , 木村尚次郎 C ,掛谷一弘 D 、近藤晃弘 E , 小濱芳允 E , 金道浩一 E , 渡辺孝夫 B
銅酸化物高温超伝導体が発見されて 30 年以上が過ぎたが、肝心の高い転移温度

T c が発現する原因が分かっていない 。重要課題の一つは擬ギャップが超伝導の前駆現象か否かであるが未だ決着がついていない。これまでの研究から、物質や実験手法によって物性値に影響が及ぶ温度が異なることや、 T c と擬ギャップが開く温度

T *が近い時に両者を区別する ことが難しいという問題が分かってきた。さらに、高T c に関するもう一つの謎は、結晶構造中の CuO 2 面数が増えると T c が高くなることである。しかしながら、最も T c が高い 3 層構造銅酸化物は単結晶育成が難しいことで物性実験が停滞していた。近年、Bi 系銅酸化物高温超伝導体の純良単結晶の育成を進展させることができ、多様な実験を進めている。その中でも、強磁場下輸送特性の測定は、超伝導、擬ギャップ、超伝導ゆらぎとの関係を系統的に調べることができる強力な手法であると 信じてこれまでにいくつかの研究を進めてきた。
最近の研究では、擬ギャップの増減に敏感な面間抵抗に着目し、CuO 2 面数 2 層構造 Bi 2 Sr 2 CaCu 2 O 8+ δ (Bi-2212)を用いた磁気抵抗測定を行った。その結果、面間抵抗における正の磁気伝導度の起原 として従来考えられてきた擬ギャップの効果だけでなく、超伝導 DOS 揺らぎの寄与が存在することをはじめて見出した[1]。
また、ドープ量を制御して物性を 系統的に変化させた Bi2212 単結晶と 3 層構造
Bi 2 Sr 2 Ca 2 Cu 3 O 10+ δ (Bi-2223)単結晶を用いて磁場中面内抵抗測定を行った。実験値
を超伝導ゆらぎの理論式を用いて解析し、 T c に関係する物理量(超流動密度ρ s 、面内コヒーレンス長ξ ab )を求めて T c との相関関係を調べた 結果、Bi-2223 は 2 層構造に比べて不利な状態(ρ s や 1 /ξ ab が小さい場合)でも、より高い T c を示すことを見出した[2]。即ち CuO 2 面内で生じる超伝導の駆動力に加えて、CuO 2 面が積層することに伴う付加的な電子対凝縮エネルギーを獲得することで 高い T c が実現していると考えている。最近のレーザーARPES 実験の結果[3]から、超伝導状態の Bi2223
内でドープ量の異なる CuO 2 面間のバンド混成が観測された。このことが超伝導ギ
ャップを増強し、3 層構造銅酸化物の高 T c 発現の一翼を担っている と考えている。
[1] T. Watanabe, T. Usui, S. Adachi et al. , Phys. Rev. B 94, 174517 (2016).
[2] S. Adachi, T. Usui, Y. Ito et al ., J. Phys. Soc. Jpn. 84, 024706 (2015).
[3] S. Kunisada, S. Adachi, S. Sakai et al. , Phys. Rev. Lett. (2017), accepted.

層状有機超伝導体β"-(ET) 2SF 5CH 2CF2 SO 3
における強磁場相図
筑波大学 A 、物材機構 B 、広島工大 C 、アルゴンヌ国立研究所 D杉浦栞理 A,B , 寺嶋太一 B , 安塚周磨 C , J. A. Schlueter D , 宇治進也 A,B
二次元性の強い超伝導では、重心運動量（ q ）が 0 でないクーパー対による超伝導（FFLO）状態が理論的に予想され、近年重い電子系超伝導体や有機超伝導体においてその存在を示唆する実験結果が報告されている。FFLO 超伝導では有限な q によって秩序変数が実空間で周期的な構造もち、これによって強磁場下でも超伝導が安定し、高い 臨界磁場（ H c2 ）を持つことが知られている。FFLO 状態では、その発現と絶縁層内の磁束量子（Vortex）のダイナミクスとの関連が実験的に示唆され、また相内で q の変化に伴う逐次相転移が理論的に期待されるなど、FFLO 相内の理解が活発に進められてきた。[1]E”-(ET) 2 SF 5 CH2 CF 2 SO 3 （E”-SF 5 塩）は大きなアニオン層（絶縁層）を持つため、面間方向への遷移積分が小さく、極めて二次元性の強い有機超伝導体（ T c = 5.2 K、 H c2 ∥ / H c2 ⊥ ～10）である。超伝導相内では H c2
よりも明らかに低磁場で高周波応答や NMR、比熱に異常が観測されており、低温・強磁場下で FFLO 相の存在が強く示唆されている。[2] そこで本研究では、低温・強磁場における磁気トルク、および磁気熱量効果測定を行い、E”-SF 5 塩の FFLO 相図を明らかにした。さらに、磁気熱量効
果では、FFLO 相転移と区別してVortex の相転移と考えられる一次相転移に特徴的な熱異常を観測した。
[1] 宇治,他 日本物理学会 2016 年秋季大会
15pAG-5, Shimahara, et al. , J. Phys.
Soc.Jpn. 66-11, 3594 (1997)[2] R. Beyer, et al. , Low Temp. Phys. 39(3)(2003), G. Koutroulakis et al. , Phys. Rev.
B 116, 067003 (2016), K. Cho et al. , Phys.
Rev. B 79 220507(R) (2009)

図 1 : 磁気トルク、磁気熱量効果
測定から得られた相図

スピンネマティック相の出現とマグノン対励起
理研
桃井

勉

フラストレート磁性体中において、スピン自由度が秩序を持たない「スピン液体」でもなく、スピン（ベクトル）秩序を有する状態（言うなれば「スピン固体」）でもない液晶的な量子相「スピンネマティック相」の出現が理論的に提唱されている[1,2]。スピンネマティック相は、スピンベクトルの秩序が存在しないものの、スピン自由度が作る 4 極子秩序が存在する隠れた秩序相である。この相は、飽和磁場近傍において、マ
グノン対の凝縮相として良く理解されており、1 次元 J 1 -J 2 ジグザグ鎖や正方格子 J 1 -J 2 模型等の、最近接強磁性、次近接反強磁性相互作用が競合する系で実現し得ることが判明してきている[2]。
この講演では、このスピンネマティック相に関する最近の二つの理論研究について紹介したい。一つ目は、複雑なスピン 1/2 のカゴメ格子構造を持つボルボサイト Cu 3 V 2 O 7 (OH) 2 ⋅2H 2 O におけるスピンネマティッ
ク相出現の可能性についての解析[3]を紹介したい。この系は純粋なカゴメ格子系とは異なり、広い 1/3 磁化プラトーが磁化曲線中に観測されており、そのプラトーのすぐ下の磁場領域では NMR スペクトルに通常のスピン構造では説明できない奇妙な振る舞いが観測されている。この領域においてマグノン対形成によるネマティック相が出現する可能性を議論する。
また、二つ目は、スピンネマティック相における ESR 吸収スペクト
ルの理論[4]を紹介したい。ネマティック状態は、秩序変数の実験による直接観測が難しいことから、相の存在そのものを実験的に検証することが困難な状況にある。我々は、ESR の吸収スペクトル中にスピンネマテ
ィック相に特徴的なマグノン対励起が現れることを示し、その共鳴ピークが特徴的な磁場依存性及び回転角度依存性を持つことを議論したい。
これらの情報が、スピンネマティック相検出の手助けになると期待する。
[1] N. Shannon, TM, and P. Sindzingre, PRL 96, 027213 (2006).
[2] 桃井 勉、日本物理学会誌 Vol. 65, No. 5, 345 (2012).
[3] O. Janson et al., PRL 117, 037206 (2016).
[4] S. C. Furuya and T. Momoi, arXiv:1707.08784.

ロングパルス磁石を用いた、隠れた秩序相の観測
東大物性研 A , シュトゥットガルト大 B
小濱芳允 A , 石川孟 A,B , 松尾晶 A , 金道浩一 A , 広井善二 A
強磁性と反強磁性相互作用が競合する正方格子( J 1 - J 2 正方格子)は様々な基底状態をとる。例えば強磁場下では、スピン自体は秩序化していな
いが、スピンの揺らぐ方向が定まった“スピンネマテック相(SN)”と呼ばれる秩序状態が理論的に予想されており、広く注目を集めている[1]。
しかしながら SN 相のオーダーパラメータは磁気双極子ではなく検出が難しい磁気四極子であり、一般的な磁気的プローブ(NMR, PSR,中性子回折)ではその観測は非常に困難である。このため SN 相は“隠れた秩序”と呼ばれており、この存在を示す確かな実験的証拠は、これまで全く見つかっていない。
我々は、近年 SN 相が予想されたボルボサイト(Cu 3 V 2 O 7 (OH) 2 ･ 2H 2 O)において[2]、パルス強磁場下で比熱( C )および磁気熱量効果(MCE)を測定した。これらの熱測定手法は“エントロピー”の測定であり、オーダ
ーパラメータの種類に関わらず、秩序化に伴うエントロピー変化を検出できる。このため熱測定は一般的な磁気プローブで測定不可能な秩序も検出可能だと期待でき、実際に本研究では NMR 3,4 や磁化測定 3,4 などで検出されなかった新規磁場誘起相を観測した。この磁場誘起相は磁気双極子をオーダーパラメータとしない“隠れた秩序”と考えることができ、理論的には SN 相の可能性が最も高い。講演では、ロングパルス磁石を使った比熱測定手法にもフォーカスしつつ、この隠れた秩序相について議論する。
参考文献 [1] N. Shannnon, et al., Phys. Rev. Lett . 96, 027213 (2006).
[2] O. Janson, et al., Phys. Rev. Lett . 117, 037206 (2016). [3] H.
Ishikawa, et al., Phys. Rev. Lett . 114, 227202 (2015). [4] M. Yoshida etal., arXiv : 1602.04028v1.

×t4=L6+BM»b¬Ý²a
 d s Ø °  Þ z s ¦ A Ü s X ¹  ² q B s £ ° C  { s ¦ D  y  Ö ,    Ä A, Í   B, Å g  ~ B,
Ø Ô N C, © P ´  D Ë¢Ý²bÝq4=L ½kÎ &Zß¥Ì(½k6+BM» A CuCl 3 ( A = K, Tl)²q ESR ¡w#È¡
½Ò&Ñ}²ÊÝBI7>,K+04Û&°¸  $ @ 0 : I 4 = L . + G H 9 * M S iS j  # & Ý  \  « §  [1]  ¯$'&# 4=L6+BMo¤
&4=L3L1J8::H?J8:¤Ú  S i  S j Æ]Ç¼(" !Ó|²Zß( Î ²htÕ·³^3L1J8:$:H?J8:¤YvÕ· Ý²bÝq#§& '( KCuCl 3 WY(¨ ESR ¡w#%±!½eVÀà6+BM up&!
KCuCl 3  Acoustic  Optical à:H?J8:DM;(" ODM; bÝq#`Î'&  \²q(½[010]m qk''DM; ½k&bÝq m  S   ­ T    &   ½    S iS j ª   Ý  \  
KCuCl 3 ½x¶ (¿ÉºNÂ  A CuCl 3
²q(f_:H?J8:`Î-<I/M/E8?(Ù&²`ÎtAM4)+L3F5+L[¾(BEC)#&i² µ§&   lÁ«Ý\ «§&[2]  BEC U¥'&²µDMCL:V®b®&2MI;4:ML
DM;²c M @0:I4=L.+GH9*MOb(U&¿$'& !`Î#²c M Ý\ Plb Î &'&M  P lb §&Ý²
nj× YÏiÐ#rc&mRÃ¥'&È¡½"Ò&Qw&
[1] H. Katsura, N. Nagaosa and A. V. Balatsuki, Phys, Rev. Lett. 9 5(2005) 057205.
[2] S. Kimura, K. Kakihata, Y. Sawada, K. Watanabe, M Matsumoto,
M. Hagiwara and H. Tanaka, Nat. Commun. 7 (2016) 12822.

ESR
,

A,
C,

B,
D,

E,

F,

G,

A,

,
C,

IAMR H

B,
D,

B,

B,

E,F ,

E,F ,

G,

ESR
2.5 GPa

0.05

E,F ,
E,F,H

[1]
0.8 THz

10 T
ESR

CsCuCl 3
TN

H||c

0.7 GPa[2]

THz-ESR
J0 c

1/3
c

DM

J1
J0
k = J 1 /J 0k=
k = 0.3

J 1 /J 0
h = 1.01
Ms

1/3
k = 0.18[1] T. Sakurai et al ., J. Magn.
Reson. 259 (2015) 108.
[2] A. Sera et al ., Phys. Rev. B 94
(2016) 214408.

h = 1.01

キラル磁性体 CrNb3 S6 の強磁場 ESR
阪大先端
阪大 先端強磁場
先端 強磁場澤田祐也,
澤田祐也 , 吉澤大智,
吉澤大智 , 萩原政幸
キラル磁性体では，一般的に強磁性的な相互作用とジャロシンスキー・守谷(DM)相 互 作 用 の 競 合 に よ っ て ら せ ん 状 の 磁 気 構 造 を 示 す こ と が 知 ら れ て いる．DM ベクトルの向きに応じてらせん方向が一意に決まり、結晶全体においてキラリティが有限となるために、磁場中において特異な現象を引き起こす場合がある．これらの中で，キラル磁性体 CrNb 3 S 6 は零磁場下において c
面内に揃った Cr 3+ イオンの局在スピンが c 軸方向に沿って回転するらせん磁
気構造を有する物質である[1]．中性子回折実験から，127 K 以下の温度領域におけるらせんのピッチは 480Å であることが明らかになっている[2]．さらにローレンツ透過型電子顕微鏡を用いた実験から，c 軸方向に垂直に磁場を印加することで，スピンが平行に並んだ強磁性領域とらせん状の領域が交互に現れるカイラルソリトン格子（CSL）を形成することが知られている[3]．今回，この物質の X バンド電子スピン共鳴（ESR）実験から，CSL 相において特徴的に現れるスパイク状のシグナルの存在がわかった．そして種々の条件下における ESR 実験を行い，スパイク状のシグナルの振る舞いについて詳細に調べた．ESR シグナルの外部磁場に重畳する変調磁場の周波数，磁場強度，
およびマイクロ波出力強度に対する依存性を調べたところ，スパイク状のシ
グナルはこれらにほとんど依存せずにあまり形を変えずに現れることが明らかとなった．また，ESR シグナルの磁場角度依存性を調べたところ，印加磁場角度が c 軸に垂直な方向から平行になるにしたがって，スパイク状のシグナルが現れる領域が高磁場側に移りながら広がり，c 軸に完全に平行に磁場を印加した場合には観測磁場領域からなくなる振る舞いが観測された．講演では ESR シグナルの磁場角度依存性と，磁化の磁場角度依存性との対応についても紹介する予定である．本研究は，井上克也教授，（広島大学），秋光純特任教授、高阪勇輔博士（岡山大学），岸根順一郎教授（放送大学），戸川欣彦
准教授（大阪府立大学），美藤正樹教授（九州工業大学），野末泰夫教授，中野岳仁博士（大阪大学）との共同研究であり，独立行政法人日本学術振興会の科研費基盤 S（No. 25220803）および研究拠点形成事業（A. 先端拠点形成型）の助成を得て行われたものである．
[1] T. Moriya and T. Miyadai, Solid State Commun. 42,
42 209 (1982).
[2] T. Miyadai et al., J. Phys. Soc. Jpn. 52,
52 1394 (1983).
[3] Y. Togawa et al., Phys. Rev. Lett. 108,108 107202 (2012).

ファイバー・ブラッググレーティングをもちいた高速
100MHz 歪み測定法の開発とそれによる 100 テスラ超強磁場中磁歪測定
東大物性研、 A 阪大生命、 B 茨城高専、 C 京大理化池田暁彦、野村肇宏、松田康弘、谷俊太郎、小林洋平、A 渡邉浩、B 佐藤
桂輔、嶽山正二郎、 C 植田浩明
近年 100 テスラを上回る超強磁場領域において、フラストレート磁性体の磁化飽和直前の非自明な磁気相転移、固体酸素のα-θ相転移、スピ
ンクロスオーバー酸化物における量子論的スピンクロスオーバー、近藤
半導体の金属絶縁体転移などの観測が報告された。これらの現象では多分に漏れず強いスピン格子結合が期待され、その直接観察が望まれるが、そのような測定は従来不可能であった。
本研究では微小歪み計測能をもつファイバー・ブラッグ・グレーティ
ング（FBG）、モード同期型エルビウム添加ファイバーレーザーと可変型光学フィルターモジュールを用いて、微小歪みの 100MHz 測定を可能にした。また、この高速 100MHz 歪み計を用いて、7 マイクロ秒のパル
ス幅を持つ 100 テスラ超強磁場下における磁歪測定を実現した[1,2]。歪み精度は 10 -4 から 10 -5 の範囲で、ダイナミックレンジは 10 -3 から 10 -4の範囲で、光学フィルターの交換により簡便に変更できる。
講演ではスピンクロスオーバー酸化物、フラストレート磁性体を初めとした複数の系への適用例を示す。また、サンプルに依存した接着方法の重要性も議論する。

[1] A. Ikeda, T. Nomura, Y. H. Matsuda, S. Tani, Y. Kobayashi, H.
Watanabe, K. Sato, Rev. Sci. Instrum. 88, 083906 (2017).
[2] A. Ikeda, T. Nomura, Y. H. Matsuda, S. Tani, Y. Kobayashi, H.
Watanabe, K. Sato, Physica B, in press. (DOI:
10.1016/j.physb.2017.09.017)

>yT6 NMR xR`«°M±z2mfsq
Z e, =7§, Qk [, wu z­2­rs |$H# ~$|&}$!An_v©¥ot?¯v°NMR±
>yT& I%$ ­2­d\ NMR `S|&a
K²l`N$xR()*/& 1) l()*/ EU : ,1 +¬ ¦ &  o) -1 &< p $ >. 1- 1'
NMRo)-1<p&o¬¢@$9WAp&JiS|$   l()*/V^d\ NMR 2)  go)-1¬ 8; 3) "{ ¥  5 ( )* /& "  L : ­  $ > | &
NMR Ox$!()*/«"¤!NMR 
C >&Jj$ >yTZPD& NMR £¡$  G
#
lShY#NIMS `«2?¨ªXO)*3(01cb® l4¨JSPS °25287092, 25610079±
B]&F "

NMR 	
 

1) A. Goto, S. Ohki, K. Hashi and T. Shimizu: Jpn. J. Appl. Phys. 50 (2011) 126701.
2) A. Goto, K. Hashi, S. Ohki and T. Shimizu: arXiv:1710.10039.
3) A. Goto, S. Ohki, K. Hashi and T. Shimizu: Nat. Commun. 2 (2011) 378.

メンブレン型表面応力センサーを用いた磁気測定
神戸大先端、神戸大院理 A 、神戸大分子フォトセ B
髙橋英幸, 石村謙斗 A , 岡本翔 A , 大道英二 A ,太田仁 B

ピエゾ抵抗検知型のマイクロカンチレバーは強磁場下における磁気測定のツールとして用いられてきたが、近年、市販製品の生産が終了したた
めに入手が困難になっている。我々は、カンチレバーの代替となる市販センサーとして、におい検出用素子であるメンブレン型表面応力センサー（MSS:Membrane-type surface-stress sensor）を使用した磁気測定法の開発に取り組んでいる[1]。このセンサーは直径 1mm、厚さ約 5μm のシリ
コンのメンブレンが 4 本の梁で保持された構造を持つ。梁部分にはピエゾ抵抗が埋め込まれており、膜の変形を電気的に検出できる。4 つのピエ
ゾ抵抗は、チップ上のアルミ配線を介してホイートストンブリッジを形成している。
図 1(a)は、このセンサーを用いて磁気トルク測定を行う際のセットアップである。トルク測定では、チップ上のアルミ配線の一部をあえて切断し、バイアス電流が一つの対向するピエゾ抵抗ペアのみを流れるようにする。
対向するピエゾ抵抗ペアの特性はマッチングがとれているので、外部抵抗を用いてブリッジ回路を形成すること
で、磁気抵抗により生じるバックグラ
ウンドを打ち消すことができる。図1(b) は こ の 手 法 を 用 い て 測 定 し た
Sr 2 RuO 4 単結晶（0.35×0.35×0.14 mm 3 ）のドハース・ファンアルフェン振動である。
また、MSS を用いて電子スピン共鳴信号 を 力 /ト ル ク 検 出 す る こ と に も 成 功している。カンチレバーよりスピン感度では 1-2 桁劣るが、試料搭載部分の面積が広いため、試料を増やすことでS/N を補うことができる。
[1] H. Takahashi et al .,J. Phys. Soc. Jpn . 86 (2017) 063002.

図 1.(a) 磁 気 ト ル ク 測 定 の セ ッ ト ア ップ。(b) 1.5 K での Sr 2 RuO 4 の磁化振動。

50 T パルス強磁場装置の断熱消磁による極低温域への展開
阪府大工、阪府大理 A 、阪大強磁場 B
石打翔馬，楠佳也，野口悟 A ，石田武和，鳴海康雄 B，萩原政幸 B
純有機磁性体や低次元磁性体など局在量子スピン系を中心に、極低温パルス強磁場のニーズは高い。しかし、パルス強磁場実験は誘導電流による発熱や電磁応力のため金属材料が使えず 、また、希釈冷凍機や 3He クライオスタットとパルス強磁場との組み合わせは、万一 コイルが破壊した時の 3He 損失が極めて大きい こともあり、１K 以下の極低温データが極端に少ない。我々は 250 kJ コンデンサバンクを整備 し、物性研で作製された内径 18Φ と 30Φ のパルスマグネッ
トを用いて 50 T のパルス強磁場を発生させることに成功した。また、常磁性塩断熱消磁 法を用いて、3He を使用せずに、最低到達温度 0.227 K
を 150 秒以上維持させることに成功した。現在は両者を組み合わせた 50 T、0.1 K の複合極限環境の実現を進め、その環境下での磁化測定を目指している[1]。
強磁場と消磁の組み合わせは、図 1 に示すように、両者を空間的に切り離すことで実現できる。
パルスマグネットの上部～300 mm に消磁塩を設置し、0.03Φ の被覆銅線束で熱伝導を確保する。
渦電流発熱は線径の 4 乗に比例するため、被覆銅線の発熱は極めて小さくなるが、これを定量的に評価するため、現在、阪大先端強磁場の共同利用研究で温度上昇の実測を行っている。 また、パル
スマグネット直上で被覆銅線をサファイヤや 4Heなど非金属熱伝導体で接続する方式を検討中である。一方、磁化計測のための試料の出し入れが非常に困難になるため、予めバックグラウンドを計測しておくか、温度変化で差し引きを試みるかな
ど新たな磁化計測手法を検討している。現在、ク

図 1. 断熱消磁クライオスタット概略図

ライオスタットを設計、試作しており、最低到達温度やパルス強磁場中での消磁塩の冷却能力データを取得する予定である。

[1] 石打翔馬、他

日本物理学会 2017 年春季大会 17pC-PS-34.

1/5 欠損ハイゼンベルグ正方格子 CaV 4 O9 の強磁場磁化過程におけるスピンギャップと磁気励起状態の観測
東大物性研、 A マックスプランク量子物質
池田暁彦、野村和哉、松田康弘、山内徹、 A 礒部正彦
2 次元直交ダイマー量子スピン系 SrCu 2 (BO 3 ) 2 は基底状態でスピンギャップをもち、強磁場磁化過程で 1/16, 1/8 などの非自明な磁化プラトーを示すため、多くの研究がある。一方、CaV 4 O 9 は同時期に発見され[1]プラケットシングレットの基底状態を持つと考えられたが[2]、107K という大きなスピンギャップを持つために磁場下の研究はなかった。本研
究では CaV 4 O 9 の超強磁場磁化過程における非自明な磁気相の観測を目指している。
今回一巻きコイル法で発生した 160 T に及ぶ磁場中で誘導法による低温磁化測定を行ったところ、85 T 付近で磁化が立ち上がり、磁化上昇が150 T まで継続することを見いだした。磁化の立ち上がりはスピンギャップの消滅に対応し、定量的にギャップの値を再現する[3]。磁化上昇中に非自明な磁化プラトーは観測されなかったが、この磁気相はマグノン
超流動やスピンネマティック相に対応すると考えられる。講演では詳細と展望を併せて述べる。

[1] S. Taniguchi, T. Nishikawa, Y. Yasui, Y. Kobayashi, M. Sato, T.
Nishioka, M. Kontani, K. Sano, J. Phys. Soc. Jpn. 64, 2758 (1995).
[2] M. Troyer, H. Kontani, K. Ueda, Phys. Rev. Lett. 76, 3822 (1996)[3] Y. Fukumoto, A. Oguchi (1999). J. Phys. Soc. Jpn. 68, 3655 (1999).

0

1

2
0

1

1

1

1

2

2

a

u

m

r

a

r
c

16

]n
u

au

A BY

s

16

r

olY

1

g

r[

es
_

r
p

s

s

_d
1

es

glA(BY
16

r[
_

4

u

p

u

glYg

u

r[

b

(
a

a

su

a

a

Y E

h

g

Yk

a

E

]

p

c

gc

A B4

3DIPTTP

A B8

8DTPJ

5PSP PSJK

A(B8

PN RD

5

A)B

D DK HT DM

h
9

Ys
h

]es
s

r[

b
a

Y

r

g
e

Y

=K H
9DTS

KHO H

,

..

7
D

J S
7

J SK D 1 ( .C(((

D

l

lYe
h

l
l

u

olYe

a

S s
b

r[

r

lYe
l

t

a

Y

Y

g

rbi

s

,

s

i

gu

A)BYe

sy

r

]

r

uc

r

a

g

a

( NS

e

glY

l

l

b

a

l

sy

r

s

/

sg

.

r

y

b
r

_d

e

A B

r
16

a

4

_

,
u

,,

/

y 16

s
)

e

a

e
1

pr[

P

J S

P
(

7 O

.

-

7 O

-

), (

(

,

フラストレーション系における磁場誘起量子現象の大規模数値対角化による研究
兵庫県立大物質理 A 、兵庫県立大フロンティア機能物質創製センター B 、
量研 SPring-8 C
坂井徹 A,B,C , 中野博生 A,B
フラストレーション系は磁化曲線のプラトー・ジャンプ・カスプなどを伴ったさまざまな興味深い磁場誘起量子現象を示す。なかでも高温超伝導の起源として提唱された量子スピン液体を実現する候補物質として、三角格子・カゴメ格子を中心とする二次元フラストレーション系の研究が注目されている。しかし、量子スピン系を扱う大規模数値解析の方法のうち、量子モンテカルロ法と密度行列繰り込み群法は、二次元フラストレーション系については、必ずしも有効ではないため、有限系の数値対角化が一つの有力な手法となっている。そこで本研究では、京コ
ンピューター等のスーパーコンピューターを利用した大規模数値対角により、二次元フラストレーション系の磁場誘起量子現象を理論的・数値的に解析した。このうち以下のような最新の成果を報告する。
１． カゴメ格子反強磁性体の磁化過程[1-3]２． 次近接相互作用を持つ三角格子反強磁性体の磁化プラトー[4][1]T. Sakai and H. Nakano: Phys. Rev. B 83 (2011) 100405(R)[2]H. Nakano and T. Sakai: J. Phys. Soc. Jpn. 80 (2011) 053704[3]H. Nakano and T. Sakai: J. Phys.: Conf. Ser. 868 (2017) 012006[4]H. Nakano and T. Sakai: J. Phys. Soc. Jpn. 86 (2017) 114705

三角格子反強磁性体 NiGa 2S 4 のパルス強磁場下熱測定
阪大先端強磁場、東大物性研 A 、東北大金研 B
佐藤和樹, 鳴海康雄, 小濱芳允 A , 南部雄亮

B,

金道浩一 A , 萩原政幸

NiGa2 S 4 は 2 つの GaS 層と NiS 2 層が一つのユニットになって c 軸方向に積み重なっている層状物質であり(図１)、磁性を担う Ni 2+ ( S =1)が三角格子状に配列した幾何学的にフラストレートしている反強磁性体である。強い反強磁性
相互作用(θ W ≃ -80 K)が働いているにも関わらず0.08 K まで長距離秩序を示さず、中性子散乱からは MHz 程度のダイナミクスを伴う物質として注目されている [1][2][3] 。この物質において強磁場中でスカーミオン格子形成(図 2 の
図 1 NiGa 2 S 4 の結晶構造
Triple-q 相)の可能性が理論的に示唆され [4]、対応する強磁場中の磁化にアノマリーが観測されている [5]。これはカイラル磁性体で考えられているジャロシンスキー・守谷相互作用により誘起されるスカーミ
オン格子ではなく、フラストレーション
によって誘起されるスカーミオン格子であると考えられている。また図 2 の Z 相
では、スカーミオンと反スカーミオンが混在すると予想されており、これらを実図 2 NiGa 2 S 4 において実現す験的に検証することは非常に興味深い。
ると予想される温度 -磁場相図
本研究では、NiGa 2 S 4 の強磁場下でこれらの新奇相への相転移を観測する目的で、最大磁場 60 T、温度 2～10
K において磁気熱量効果測定を行った。その実験結果や考察の詳細を当日の講演にて報告する。
参考文献[1] S. Nakatsuji et al ., Science 309, (2005) 1697.
[2] H. Takeya et al ., Phys. Rev. B. 77, (2008) 054429.
[3] Y. Nambu et al., Phys. Rev. Lett. 115, (2015) 127202[4] T. Okubo et al ., Phys. Rev. Lett. 108, (2012) 017206.
[5] H. Yamaguchi et al., Phys. Rev. B. 78, (2008) 180404(R).

Li MCr4 O8 ( M=Ga, In)

100 T
A

,

S = 3/2,

A,Cr
A Cr 2 O 4 ( A = Hg, Cd, Zn, Mg)
1/2
[1]

Cr
Li M Cr 4 O 8 ( M =Ga, In)
2
[2] 3

3
3

LiInCr 4 O 8

90 T

1/2

[1] K. Penc, et al ., Phys. Rev. Lett. 93 , 197203 (2004).
[2] Y. Okamoto, et al ., Phys. Rev. Lett. 110 , 097203 (2013).

Cu3V2O7(OH)2

,

,

,

2H2O

,

,

Cu 3 V 2 O 7 (OH) 2 2H 2 O

1/2	 [1] 26 T

1/3

[2]	
 
	
 
[3]
	
 
Poly vinyl Alcohol

	
 

	
 

4.2K

d-d

(

)	
 

[4]
-

	
 

[1]

,

,

(2015)[2] O . J a n s o n , e t , a l . , P h y s . R e v . L e t t . 1 1 7 , ( 2 0 1 6 )[3] H . I s h i k a w a , e t a l . , P h y s . R e v . L e t t . 1 1 4 , 2 2 7 2 0 2 ( 2 0 1 5 )
[4]

(

2001)

CuCrO2 l

5ABMPARM P
3LR L

7AR MLA

2S2P8 ( m
c
(
cu

be

,

B

A,

l
k
pe 2S2P8 ( m 2P )

h
d]
hq t
svgZu
v
/(
) ph
l
h u
krt , ph
k
g
av

l
krt
X
cu i
phk
Zg
ve
k
u
i
l
m
Xm
l 2S2P8 ( l
oe
m
lC
y
kru
e
Xm -+ h
c
u
l a
n
be
)
vm
g
Zu i
bgZu
-+
[ui
m
i k
k
cu
vm -+
h
)l
avu
l
i
cu
i
b
s
cu
CuCrO 2 l
be
I

9

T

(

4

4 KSPA

9

)

0

6

ARA

AP

5 L

9

5 RR
T

T

T

6A L R OS

B

A,,
Oliver Portugall

k

2 AKN

A

,-(

1 -.

(
(

i
l

k

.
.

- -

ACC NR

L 9

1 ./

((

(

+

Z( 4

T

1

ス ピ ン ネ マ チ ッ ク 候 補 物 質 S=1/2 擬 １ 次 元 J1-J2 フ
ラ ス ト レ ー ト 磁 性 体 NaCuMoO4(OH)の 磁 場 中 配 向試料による強磁場 ESR 測定
神 戸 大 分 子 フ ォ ト セ 、 神 戸 大 院 理 A、 神 戸 大 研 究 基 盤 セ B、
阪 大 先 端 強 磁 場 C、 京 大 院 農 D、 東 北 大 多 元 研 E、 名 大 院 工 F、
東大物性研 G大 久 保 晋 , 久 保 田 創 A,北 原 遥 子 A, 原 茂 生 B, 櫻 井 敬 B, 太 田 仁 ,吉 澤 大 智 C, 萩 原 政 幸 C, 木 村 史 子 D, 木 村 恒 久 D, 那 波 和 宏 E,
岡 本 佳 比 古 F, 廣 井 善 二 G
S =1/2 強 磁 性 −反 強 磁 性 フ ラ ス ト レ ー ト 鎖 で は 、 飽 和 磁場近傍でスピンネマチック相の出現が理論的に予想されてい る [1]。 NaCuMoO 4 (OH)は S =1/2 強 磁 性 J 1 -反 強 磁 性 J 2を持つフラストレート１次元鎖のモデル物質である。帯磁率 、 比 熱 の 温 度 依 存 性 で J 1 =-51K, J 2 =36K と 見 積 も ら れ 、
0.6K ま で 長 距 離 秩 序 が な い こ と が 示 さ れ て い る [2]。 ま た 、NMR 測 定 で こ の 系 が SDW 状 態 を と る な ど モ デ ル 物 質 に 合
致 し て い る と の 報 告 が さ れ て い る [3]。 我 々 は こ れ ま で に 粉
末 試 料 の 強 磁 場 ESR 測 定 [4]、 磁 気 異 方 性 を 得 る た め の 磁
場 中 配 向 試 料 [5]の 強 磁 場 ESR 測 定 を 報 告 し て い る [6]。しか し な が ら ス ピ ン ネ マ チ ッ ク 相 の 磁 場 範 囲 が 約 1T と 狭 いため測定点が少なく、スピン状態の変化を議論するには十分 で は な か っ た 。今 回 、遠 赤 外 レ ー ザ ー に よ る 測 定 を 行 い 、
データ点を増やして測定を行ったので、その結果を報告す
る 。 測 定 は パ ル ス 強 磁 場 を 用 い て 45T ま で の 磁 場 範 囲 で 行
い 、 温 度 は 1.5K の 測 定 を 行 っ た 。 図 １ に H//b の 1.4K に
お け る ESR ス ペ ク ト ル の 周 波 数 依 存 性 を 示 す 。ス ピ ン ネ マ
チック相に対応する磁場で顕著な共鳴磁場のシフトは観測されなかった。線幅などの変化やについては、当日報告する 。 こ の 測 定 は 西 日 本 パ ル ス 強 磁 場 研 究 拠 点 KOFUC ネ ッ
トワークの協力のもとで行われている。
[1] T. Hikihara, et al. , Phys. Rev. B 78 (2008) 144404[2] K. Nawa, et al. , J. Phys. Soc. Jpn. 83 (2014) 103702[3] 那 波 和 宏 他 , 2015 年 秋 季 大 会 領 域 3 15pCG-2 ISSN:
2189-079X[4] 北 原 遥 子 他 , 2015 年 秋 季 大 会 領 域 3 16pCG-2 ISSN:
2189-079X[5] F. Kimura et al., CrystEngComm 16 (2014) 103702[6] 大 久 保 晋 他 ， 2016 年 次 大 会 領 域 3 21aBD-3 ISSN:
2189-079X

図 1 H//b の 1.4K に お け る
ESR ス ペ ク ト ル の 周 波 数
依存性

High-magnetic-field thermodynamics in the S =1
kagome staircase compound Ni 3V 2O8
ISSP A and WHMFC B
Dong Chao A,B , Y. Kohama A , J. F. Wang B and K. Kindo A
Recently, a field-induced multiferroic behavior concomitant with anincommensurate spin structure has been reported in the kagome
staircase vanadium oxide, Ni 3 V 2 O 8 [1]. To elucidate thethermodynamic properties of the incommensurate phases, such as
the shape of H - T phase diagram and the absolute value of entropy,
we perform magnetocaloric effect (MCE) and specific heat ( C p )measurements in pulsed magnetic fields up to 50 T. We will present
the high-field MCE and C p data with focus on the technical details
and discuss the origin of multiferroic behavior with comparing theprevious polarization data [1].
[1] Junfeng Wang, M. Tokunaga, Z. Z. He, J. I. Yamaura, A. Matsuo,
and K. Kindo, Phys. Rev. B. 84, 220407(R) (2011)

Ni2 Mn1- x Cr x Ga
Ni50-x Cox Mn31.5 Ga18.5

A

,

,

A,

B

B,

C

c

Ni
Fe

3

Ni 2 MnGa
Fe, Cu, Co, Cr
Ni 2 Mn 1- x Cr x Ga
Ni 2 MnGa4
x 0.25

Ga
39-40)

Crx= 230 K
0.3 T
[1] Ni 2 MnGa

Mn

TP

0.15
120 ppm

e/a

e/a
10T
Ni 41 Co 9 Mn 31.5 Ga 18.5
350 K
0.12 %, 364 K

0.2 T/s

260 ppm[1] T. Sakon, N. Fujimoto, T. Kanomata and Y. Adachi, Metals 7 (2017 ) 410.

液体及び固体酸素の構造および磁性における強磁場効果
東大物性研、量研 A
清水歩実, 松田康弘, 稲見俊哉 A
固体酸素の磁気状態の変化は結晶構造に影響し、温度変化のみで多様な相が出現する。また、約 120 T の超強磁場を印加すると酸素分子間の反強磁性秩序が壊れ、θ相に転移する[1]。我々は、結晶構造決定などθ
相の詳細な物性を解明するために次の 2 種類の実験を行った。

M ( μ B /O 2 )実験 1
一般的な化合物磁性体では、相転移磁場を制御するために元素置換によって結晶に化学圧力を加える試みはよくなされる。本
実験では、酸素に窒素を混合し、結晶性の操作と相転移時の核形成過程の観点からαθ相転移の臨界磁場を変化させることが可能かどうか、磁化測定によって検討した。
窒素を約 30％混合し、温度 4K で磁化測定を 図 1：純酸素と窒素-酸素(7:3)混合系の磁化曲 線
行った実験結果を図 1 に示す。純粋な酸素の磁化曲線には、一次相転移で出現する磁化の飛びが見られる。一方、窒素を混合すると明瞭な相転移が消えたように見えるがその原因は現在のところよく分かっていない。
実験 2
強磁場中で液体・固体酸素のＸ線回折を行い、固体酸素の結晶構造と液体酸素の局所構造の直接観測を行った。先行研究では、7.5 T の磁場
でＸ線回折が行われている[2]。実験は SPring-8 のビームライン BL22XU で行った。小型のパルスマグネットで約 24 T の磁場を発生させて、磁場下でのＸ線回折を測定した。10 K のα相において固体酸素のブ
ラックピークが磁場印加によって低角側にシフトすることが確認できた。これは、磁場によって結晶格子が膨張したことを示している。発表
では、より高温のβ相やγ相、及び液体の結果についても紹介する。
[1] T. Nomura et al., Phys. Rev. Lett. 112, 247201 (2014).
[2] K. Katsumata et al., J. Phys.: Condens. Matter 17 L235. (2005).

Co 2Mo3 O8 の磁場誘起相転移
東邦大理学部 A 、東邦大複合物性センター B
赤星大介 A,B , 藤井沙織 A , 齊藤敏明 A,B
カミオカイト型酸化物 M 2Mo3 O 8 ( M = Mn, Co, Fe, Zn など)は、ハニ
カム格子を形成している M 2+ 層とカゴメ格子を形成している Mo4+ 層が交互に積層した構造を持っている。Mo4+ は層内で非磁性のトライマーを形成しているため、 M2 Mo 3 O8 の磁性は M 2+ が担っている。
(Zn 1- yFey ) 2 Mo3 O8 は、磁場誘起の逐次相転移などの興味深い磁気的振る舞いを示すことが報告されている[1]。これは磁性イオンがハニカム格子を形成していることに起因すると考えられる。今回、我々は Co 2Mo3 O 8の磁気的性質について調べたので、それについて報告する。
Co2 Mo 3 O8 の磁化の温度依存性においては、40 K と 10 K 付近に異常が観測される。40 K の異常はハニカム格子面内の磁気転移、10 K の異常はハニカム格子面間の磁気転移によるものと考えられる。2 K の磁化曲線( H = 0 – 50 kOe)においては、複数の異常が観測された。この結果
は、(Zn 1-yFe y) 2Mo3 O8 と同様に、Co 2 Mo 3 O8 においても磁場誘起の逐次相転移が存在することを示している。また、 H = 50 kOe における Co 2+ の磁化はその飽和磁化(3 μ B / Co 2+ )の十分の一程度である。従って、H = 50
kOe 以上の高磁場側でも磁場誘起相転移が起こる可能性がある。当日は
Co サイトの置換効果などについても報告する。
[1] S. Nakayama, et . al ., J. Phys. Soc. Jpn. 80 104706 (2011).

CeNi2 Ge2

YbNi2 Ge2
A,,
Jumaeda Jatmika B ,

f

B

,

A,

A,

B,

Hm
f

CeNi 2 Ge 2 YbNi 2 Ge 2
5 GPa
56 T
H m = 45 T ( H // c ), 40 T ( H // a )YbNi 2 Ge 2
Yb

1

CeNi 2 Ge 2
YbNi 2 Ge 2
[1]

CeNi 2 Ge 2
CeYb

[1] A. Miyake, Y. Sato, M. Tokunaga, J. Jatmika, T. Ebihara, Phys.
Rev. B 96 , 085127 (2017).

1(a)CeNi2 Ge 2(b)YbNi2 Ge 2

２次元有機超伝導体における新奇強磁場超伝導状態物材機構 A ,筑波大数理物質 B ,大阪大 C ,NHMFL D ,Univ. College, LondonE
宇治進也 AB 、飯田頼嗣 AB 、杉浦栞理 AB 、磯野貴之 A 、菊川直樹 A 、
寺嶋太一 A 、圷広樹 C ,中澤康浩 C , D. Graf D , P. Day E

極めて２次元性の強い超伝導体では、面内方向で臨界磁場 B c2 がパウリ常磁性極限(B Pauli )を超える現象が低温域で観測される。そこでは、超伝導秩序変数が実空間で振動する FFLO 超伝導が発現していると予想される。
E’’-(BEDT-TTF) 4 [(H 3 O)X(C 2 O 4 ) 3 ]Y(E”塩)はアニオンが大きいために、２次元性が極めて強い超伝導体（Tc＝6K）である。このような系では、理論的には FFLO 状態の逐次相転移も期待されている。この系での FFLO 超伝
導相の有無、逐次相転移の可能性、さらにその発現に伴うジョセフソンボ
ル テ ッ ク ス (JV, 面 間 に 侵 入 し た 磁束 )の ダ イ ナ ミ ク ス に つ い て の 研 究
図１：β’’塩の面間抵抗の磁場変化。
を行っている。図 1 は、面間抵抗の面内
磁場依存性を示している。0.36K では、抵抗は約 1T で急激に増加した後になだらかな依存性を示し、約 12T でまた急激に増加する。このステップ
的振る舞いは、温度の上昇とともに抑制され、２K 以上では、はっきりと観測できなくなる。また、磁場を面内方位から垂直方位に 2 度程度傾けただけで、ステップ構造は消失する。このことから、有限な抵抗は JV の運動によるものと理解できる。磁気トルク測定では、20T 付近まで大きな反磁性と非可逆的振る舞いが観測できることから、B c2 は 20T 以上であり、その値は大きく B Pauli を超えている。そのため、FFLO 超伝導が発現している可能性が高い。ステップ構造は、FFLO 相への転移に関連した JV のダイ
ナミクスの変化である可能性がある。

Magnetization and magnetic phase diagram in heavy
fermion antiferromagnet CeAl 2 at high magnetic fields
Jumaeda Jatmika, Atsushi Miyake A , Takao Ebihara
Department of Physics, Shizuoka University, Shizuoka 422-8529, Japan
A Institute for Solid State Physics, the University of Tokyo, Chiba 277 -8581,

Japan

We report magnetization measurements performed at high magnetic
fields in heavy fermion compound CeAl 2 with Néel temperature at 4
K. Magnetization measurements in SQUID magnetometer revealed
anisotropic magnetization and Curie-Weiss temperature at -32 K. As
a result of magnetization measurements in long pulse magnet up to
70 T, we drew anisotropic phase diagrams for <100><110> and <111>.
The de Haas-van Alphen oscillations with the frequencies 0.30 kT( F 1 ) and 6.6 kT ( F 2 ) along B||<111> up to 55 T were observed. The
cyclotron mass of F 2 is comparable to the former one reported by adifferent group in pulse field up to 50 T. Detection of dHvA oscillat ion
indicates our sample has high purity.
Keywords: CeAl 2 , Phase diagram, high magnetic fields

V1-x Wx O2
A

A

,
VO 2

A

340 K

[1]

[2]
[3]
V 4+ (d 1 , S=1/2)

1

2 µm
VO 2

W

V

W
T MI

100 K

V 1-x W x O 2 (x=0.06)
95 K

V 1-x W x O 2 (x=0.06)
TiO 2
T MI
W
140 T
100 T
2%

VO 2
[1] F. J. Morin, Phys. Rev. Lett. 3, 34 (1959).
[2] T. C. Koethe et al., Phys. Rev. Lett. 97, 116402 (2006).
[3] Z. Hiroi, Prog. Solid State Chem. 43, 47 (2015).
[4] K. Shibuya et al, Appl. Phys, Lett. 96, 022102 (2010).

[4]有機物質ディラック電子系における強相関効果の強磁場 NMR 研究
東北大金研 A , 名大理 B , 東理大理工 C , 東大工物工 D , CNRS-LNCMI E
平田倫啓 A , 松野元樹 B , 小林晃人 B , 田村雅史 C ,宮川和也 D , 鹿野田一司 D , Claude Berthier E ,単層グラフェン , カーボンナノチューブの発見に端を発するゼロ質量
ディラックフェルミオンの研究は, 近年, トポロジカル絶縁体やワイル/
ディラック半金属, 3 He, 有機導体など, 様々な凝縮系を舞台として目覚ましい発展を続けており, 質量ゼロの特異な粒子を基軸とした「ディラッ
ク物質の科学」の新展開に注目が集まっている[1]. 本研究で扱う有機導体 α -(BEDT-TTF) 2 I 3 ( α -I 3 ) [2] は , 中 で も 圧 力 や 温度 に よ っ て 電 子相 関を精密自在に制御できる稀有なディラック物質で , まだ実験的に十分解明されていないディラック電子の強相関効果の全容を明らかにするための理想的舞台として期待されている.
我々は最近, α -I 3 の相関の強いディラック電子相において, 圧力下 13 CNMR 測定と理論モデルの数値解析を合わせて行い, グラフェンなど従来の相関の弱いディラック物質には見られない, 多彩で劇的な電子相関効
果が階層的に発現することを見出し , 原著論文や解説記事として報告してきた[3-5]. 今回, これまで行ってきた低磁場での NMR 測定を伝導面平行な強磁場域まで拡張して行い, スピン格子緩和率 1/T 1 に顕著な磁場および試料依存性を見出したので報告する. 当日はモデル計算との比較に加え,ゼーマン分裂の影響や自発的質量獲得機構としてのエキシトニック
転移・揺らぎの可能性などを絡めた議論を行い, 従来あまり検証されることがなかった相関の強いゼロ質量フェルミオンの物理にさらなる光を当てたい.
[1] T. O. Wehling et al, Adv. Phys. 63, 1-76 (2014).
[2] S. Katayama et al, J. Phys. Soc. Jpn. 75, 054705 (2006).
[3] M. Hirata et al, Nat. Commun. 7, 12666 (2016).
[4] M. Hirata et al, to appear in Science ; arXiv: 1702.00097 (2017).
[5] 平 田 倫 啓 et al, 日 本 物 理 学 会 誌 , to appear in『 最 近 の 研 究 か ら 』(2017).

YbB12

100 T
A

A

YbB 12

4f
55 T[1]
YbB 12

4 K~30 K
YbB 12

100 T
1

dM/dB
4 K~10 K

55

T
30 K

[2]
1

4 K~30 K

YbB 1 2dM / dB

offset[1] T.T. Terashima, A. Ikeda, Y.H. Matsuda, A. Kondo, K. Kindo, F. Iga,J. Phys. Soc. Jpn., 86, 054710(2017)[2] H. Okamura, T. Michizawa, T. Nanba, S. Kimura, F. Iga, and T. Takabatake, J. Phys. Soc. Jpn. 74, 1954 (2005).

Kerr
A

B

A

A

NTT

C

A

B

GaAs/AlGaAs

C

n
(DNP)
Kerr

[2]

GaAs

DNP

1
DNP

Kerr

1

1[1]

n=1

T=0.5 K
Kerr

1
Kerr

DS

𝑡𝑡𝑝𝑝𝑝𝑝𝑝𝑝𝑝𝑝
DS

DS

DNP

1

n=1.03

DNP

1

DNP
DNP
DNP

NER

DNP

1

1
DS
Kerr

𝑡𝑡𝑝𝑝𝑝𝑝𝑝𝑝𝑝𝑝

1

Kerr

2

x
(5µA

,8µA	
  )

References[1] M. Kawamura, et al., Appl. Phys. Lett. 90, 022102 (2007).
[2] J. Irobe, et al. , Int. Conf. HMF-22, Hokkaido , Japan, July 26 (2016), TuP-16.

DS

CdTe


A

, G. Karczewski A , T. Wojtowicz A
II-VI
CdTe

[1]
NIMS

CdTe
!<1

!=2/3
20m 2 /Vs

2[1] B. A. Piot et.al. , Phys. Rev. B
82, 081307(R) (2010).

A 	
 

A,

B 	
 
D 	
 NTT

±

A,B ,

A,C ,

C 	
 

E 	
 

F

A,

E,

B,D ,

F

	
 
	
 
	
 

	
 

	
 
	
 
	
 

	
 

ν=3

	
 
	
 

	
 
	
 
1

	
 

	
 
	
 

”

	
 
	
 

1:

”

2

ν=3

ν=3

2:

0.3

ν=3

2

Au(111)上への青リンのエピタキシャル成長とその評価
東大理
宮内恵太, 秋山了太, 中西亮介, 長谷川修司
近年グラフェン等の二次元物質について、高い移動度や特異な超伝導 を示すなどの新奇な物性を持つことから盛んに研究がなされている 。グラフェンに類似する二次元物質としては armchair 状の構造を持つ黒リンが挙げられるが、最近 新たに報告されたものとしてワイドギャップ原子層半導体で 、グラフェンと同じくハニカム状の構造を持つ青リンが注目を集めている[1]。理論計算から free-standing の１ユニット層の青リンは 2eV、bulk では 1.2eV のギャップを持つなど、ギャップのチューニングによって電子物性の制御が可能であると 期待されている[1]。さらに、興味深いことに Li 等のアルカリ金属のドナーを 2 層青リン間にインターカレートさせることで約 20K の 2 次元超伝導体としては高温の超伝導が発現することが理論的に予測されている[2]。また、Au(111)表面上に安定した青リンが作製可能であるという理論モデルと STM による構造の局所観測が報告されており[1,2]、電気伝導による評価が待たれている。
本研究ではまず青リンの下地層として MBE 法により Si(111)基板上に Cu シリサ
イドを 7ML 成長させ、その上に Au を 20ML 程度蒸着することで清浄な単結晶
Au(111) 表 面 を 作 製 し た 。 結 晶 構 造 は
in-situ で RHEED を用いて評価した。図(a)1(a), (b)はそれぞれ今回作製した Cu シリ
サイド表面、Au(111)表面の RHEED パターンである。両層ともにエピタキシャル
成長していることが確認できる。講演では 下 地 層 Au(111)作 製 に つ い て 成 膜 温 度などの条件を最適化し、様々な条件下での青リンの作製についての結果、及びそ(b)の電気特性についても紹介し議論する。
[1] Jia Lin Zhang, Songtao Zhao, Cheng Han
et al., Nano Lett. 16, 4903-4908 (2016).
[2] Jun-Jie Zhang, Shuai Dong, 2D Mater. 3,035006 (2016).
図1(a) Cu シリサイド及 び(b)Au(111)の[11-2]入射の RHEED パタ ーン

GaN

D

GaN/AlGaN

G

l

KA
A 4N

A,

/

A,

B,

la

4
5

aB

A

8N

la
/

B,

N

A4E

B

N

la

A

4

A
la

7

N

4

/

n

N

4

la
B

5
/

/

A

A

n

N
N

a

7
l

la

N

A

5

2

T

	
 	
 

NH7

7

2

l
G

4
0

4
d

7

7

la
N

G

4

8N

H
7

N

.

la

7

32 D
G
7
m

5
N

2

la

l
5

l
4

A
N4 0
4

N
m
	
 4
a

5
)(32

)(32
DE

A

la
5

7
G
	
 4

la

l

7

.
D

5

N

m

5S

0/ 1 0/ N
D
G

5

7
A

la
7

la

A4

N
a

l

S

N4

SD

/

N

0
5

B

N

G

la
A

7

7

SrTiO 3(001)上への FeSe 薄膜の成長とin situ 電気伝導評価
東大理
武内康範, Wang Jianlin, 秋山了太，長谷川修司
膜厚を薄くすることでバルクより高い超伝導転移温度を示す FeSe は、
その新奇性から盛んに研究が行われており、これまでに単原子層の超伝導として最高の転移温度（〜100K）が報告されている[1]。その高温超伝導の起源は、SrTiO 3（STO）基板からの電子ドープあるいは電子格子相互作用に由来すると考えられており[2]、実際 FeSe への電子ドープによって転移温度が変化するという実験報告もあるが[3]、未だ系統的知見は得られていない。
本研究では、MBE 法によって FeSe 薄膜を STO 基板上に作製し、その後大気に晒すことなく超高真空中で独立駆動型 4 探針 STM 装置を用いて電気伝導測定を行うことによって輸送特性の評価を行った。
STO 表面を清浄化するために超高真空中でアニールを行った結果、図1(a)のように表面の酸素欠陥に由来する表面超構造が確認できた。その後、高温での Se エッチングに続き Fe と Se を共蒸着することで、FeSe
薄膜を作製した。作製した FeSe 薄膜は RHEED によって単結晶となっていることを確認した（図 1(b)）。講演では電気伝導の結果も含めて議論を行う。

図 1. (a)表面処理後の SrTiO 3 (001)、および(b) SrTiO 3 基板上に作製した FeSe 薄膜における[11-2]入射の RHEED パターン。
[1] Jian-Feng Ge, et. al. , Nat. Mater. 14, 285-289 (2015).
[2] Huimin Zhang, et. al. , Nat. Commun. 8, 214 (2017).
[3] Giao N. Phan, et. al. , J. Phys. Soc. 86, 033706 (2017).

トポロジカル結晶絶縁体(Pb,Sn)Te 薄膜の作製および強磁場下での電気伝導特性
筑波大数理物質、東大理 A
伊藤寛史, 石川諒, 大滝祐輔, 秋山了太 A , 黒田眞司
1. Introduction
トポ ロ ジカ ル 結晶 絶 縁体 (TCI)は 結 晶 内 部 (バルク )は 絶 縁体 で あ り な がら 、 表 面に ギ ャッ プ レスな
金 属 的 な状 態 が現 わ れる物 質 で ある 。 Pb x Sn 1- x Te は 角 度分 解 光電 子 分光測 定 (ARPES)に よ っ て バ
ン ド 構 造か ら Pb 組 成 x が お よ そ 0.7 以 下 の 範囲で は TCI で あ る こ とが確 認 さ れて い る [1]。デバ イ
ス 応 用 を考 え る際 、 表面状 態 の 電気 伝 導特 性 を知る こ と が必 要 にな る 。しか し 、 SnTe 結 晶 中 に はSn 欠 損 の 生 成 によ り 高密 度 の 正孔 が ドー プ され 、 バ ル ク内 部 の電 気 伝導が 支 配 的に な り表 面 状態
由 来 の 信号 検 出が 困 難にな る 。 そこ で 、本 研 究では 、 Sn と 同 じ IV 族 元素で あ る Pb と の 混 晶半 導
体 を 作 製す る こと に よりカ チ オ ンサ イ ト欠 陥 の割合 を 減 らし 、 バル ク キャリ ア 密 度を 減 少さ せ ること を 目 指し た 。さ ら に、 ド ナ ー とし て の役 割 が期待 さ れ る V 族元 素 である Sb の ド ー ピ ン グを 行い
バ ル ク キャ リ アの 低 減を 図 っ た 。強 磁 場下 で の電気 伝 導 特性 を 評価 す ること で 、 トポ ロ ジカ ル 性を示 す Pb 組 成 の 範 囲 x ≲0.7 の 試 料 に お いて ト ポロジ カ ル 表面 状 態由 来 の伝導 特 性 を抽 出 する こ とを試みた。
2. Experiments
試料 作 製に は MBE 法 を 用 い た。 基 板に は 、 GaAs(111)A 上 に ZnTe,CdTe を 積 層 し た も のを 使用
し た 。 分子 線 源 と し て、 SnTe,Pb,Te,PbTe,Sb を 用 い SnTe と PbTe (Pb+Te)の 供 給 量 比 の 調整 により Pb/Sn 比 を 変 化 さ せ、 薄 膜 (~60nm)、 厚 膜 (0.5~1μm)と 異 な る 膜 厚 の試 料 を 作製 し た。 さ らに、
Sb の ド ー ピ ン グ には 、 Sb の flux 量 を SnTe と PbTe の 供 給 量 に対 す る割 合 で 変 化さ せ 供給 し た。
作 製 し た試 料 は 4K にてホ ー ル 測定 、 磁気 抵 抗測定 を 行 い、 キ ャリ ア 密度お よ び 移動 度 を求 め た。
3. Results and Discussion
Fig.1 に Pb x Sn 1- x Te 混 晶 に お ける キ ャリ ア 密度の Pb 組 成 依 存 性 を示 す。 ド ー ピン グ を施 し ていな
い Pb x Sn 1- x Te で は Pb 組 成 の 増加 に 伴い 正 孔密度 は 減 少し た 。さ ら に、 Pb 組 成 x =0.5 の 試 料 におい て は 、 Sb の ド ーピ ング に よ り さ ら に一 桁 程度の バ ル クキ ャ リア の 低減に 成 功 した 。 また 、 Fig.2に こ れ らの 試 料の 面 直に磁 場 を かけ た 際の 磁 気抵抗 を 示 す。 磁 気抵 抗 比は、 Sb の ド ー ピ ン グ量 が増 加 す ると 減 少し た 。これ は 、 バル ク キャ リ アが低 減 し たこ と によ り 、零磁 場 で の抵 抗 が増 大 した
た め で ある と 考え ら れる。 詳 細 は講 演 で議 論 したい 。
[1] C.

Yan et al., Phys. Rev. Lett. 112, 186801 (2014)

Fig. 1: Sb ド ー ピ ン グ を 施 し て い な い Pb x Sn 1- x Te 混 晶 に お け

Fig. 2: Sb ド ー ピ ン グ を 施 し た

る キ ャ リ ア 密 度 の Pb 組 成 x 依 存 性 。 内 挿 図 は Pb 組 成 x =0.5

Pb 0.5 Sn 0.5 Te 膜 (~0.5μm)に お け る 磁

で Sb ド ー プ を 施 し た 厚 膜 の キ ャ リ ア 密 度 の Sb ド ー プ 量 依 存

気抵抗比。

性 (4K)。 ● は PbTe の 化 合 物 を 分 子 線 源 と し て 成 長 し た 厚 さ~50nm、 ■ は Pb と Te 別 々 の 分 子 線 源 を 用 い て 作 製 し た 厚 さ
0.5~1,0μm の 試 料 に お け る 結 果 を 示 す 。

PbTe
A

,

JST

,
A,

A

B

C

A, B,

A

A

”
[1]

”

C,

C

”
”
Pb 1- x Sn x Te
PbTe

PbTe

55T

1
0.52
[1] H. Hayasaka and Y. Fuseya, J. Phys.: Condens. Matter 2 8 ,31LT01 (2016).

2–
2+

1

1+

PbTe

半金属 NbAs 2 の純良単結晶の合成と強磁場下での100 万倍を超える巨大な磁気抵抗効果の観測
阪大院理 A 、阪大先端強磁場 B 、JST-PRESTO C
横井滉平 A , 村川寛 A , 駒田盛是 A , 木田孝則 B , 萩原政幸 B , 酒井英明 A,C ,花咲徳亮 A ,近年、低温強磁場下において、１万倍を超える巨大な磁気抵抗比を示
す二元系半金属が多数報告され、注目を集めている[1,2]。しかし、その値は、古くから報告されている単体半金属のものと比べると、二桁程度低いものである[3]。半金属の磁気抵抗効果では、キャリアの移動度が磁気抵抗比の上昇率に関係し、電子とホールの補償性が高磁場極限での飽和値に関係する。二元系半金属のキャリア密度は比較的大きく、高い補償性の実現には有利であるが、単体半金属と比べると移動度がはるかに低く、磁気抵抗比を抑制する主な要因になっている。すなわち、二元系
半金属の結晶性を改善することで、これまでより飛躍的に大きな磁気抵抗比の実現が期待できる。
10
そこで我々は、合成法に改良を
1.7 K
present study
加えることで、高純度の半金属
Bi [3]
NbAs2
10
NbAs 2 単結晶を合成し、磁気抵抗効果を向上させた。1.7 K, 40 T の
WTe [1]PtBi10
低温強磁場下において、180 万倍
As
Cd
TaAs
NbSb
にも及ぶ磁気抵抗比を観測した。
NbAs [2]graphite10
これは従来の二元系半金属の値をLaSb
Bi
大きく上回り、単体半金属に迫るものである。補償性と移動度につ10
Cd As
いて、Two-band model を用いて解析したところ、 n h / n e = 0.999、
10
0.1
1
10
100
µe = 720,000 cm 2 /Vs という非常P0H (T)に高い補償性と移動度を有してい
図. 様々な半金属の磁気抵抗比ることが明らかになった。
7

Uxx(P0H) / Uxx(0)

6

2

5

2

2

2

2

4

3

3

2

[1] M. N. Ali et al ., Nature 514, 205(2014).
[2] Zhujun Yuan et al ., Phys. Rev. B 93, 184405 (2016).
[3] von W. J. de Haas et al. , Physica 2, 907 (1935).

2

A

A

A

[1]	
 
	
 
mV

	
 
	
 

15 T

1.6 K
9K

	
 
19 K

	
 

	
 
	
 
	
 

[1] H. Yokoi, et al., J. Mater. Res., 31, 117 (2016).

TEM

1.6 K

Cyclotron Resonance in GaN Quantum Hall Systems
NIMS, Hokkaido University A
D. Kindole A* , Y. Imanaka A , K. Takehana, L. Sang, M. Sumiya
GaN based electronics have received much attention for the industrial
applications,inparticular

for

the

fabrication

of

power

electronicandoptoelectronic devices.
We have studied cyclotron resonance (CR) and magneto-transport
properties in order to determine the effective mass in AlGaN/GaN twodimensional electron gas (2DEG) at high magnetic fields.

Fig 1: Magneto resistance and HallFig 2: Magnetic field dependence ofresistance T =1.7 K.

the CR spectra at T =1.7 K.

As shown in the figure 1, in the magneto-transport experiments, theShubnikov de Haas oscillation is clearly observed at integer filling factors. In
addition, quantum Hall plateau is also observed in the Hall resistance data athigh magnetic fields, indicating that our sample grown by the metal organic vapor
phase epitaxy have fairly high carrier mobility.
In the CR spectra, a single absorption peak is clearly observed for eachmagnetic field (fig.2). From the CR results, the effective mass ( m * ) is estimated asm * =0.227m o at low field region. The magnetic field dependence of the cyclotron
energy is in good agreement with the polaron theory 1) because of the large
electron-phonon interaction in GaN.
Reference
1) Xiaoguang Wu and F.M. Peeters, Phys. Rev. B 55, 23 (1997).

A

B

A
B

B

Muhammad IkhlasB

B

A,B

(FIB)

FIB

1Ω
100 μΩcm
1 μm 2
[

1 FIB

1]

1 μΩcm;D5?2:68/²ÝÑ`|R CeT2 Al10
(T = Ru,Os) k\J¼¤s­»z}¹Ás A sçXÂ B ëºs± CÝÑ, äà¥G, Ø³ac A , KÎ¡ B ,ÂH B , ëµá B , Ó~v C

ÝÑ`|R CeT 2 Al 10 (T = Ru, Os, Fe) T = Ru  Os ®¶b¼ìAFMí¾ Y°,®GÍ· Ce _d­£!
,Û¿¨ ë¨ìT 0 ~ 30 Kí,(¼_yÜeìa Üí¶, c Üe¼¤BFAE8 âZ,*ÝÑ`|R,'æ.*¼¤¾ n ¯,¬ s ®,-$»À *¶· c-f §(èÏ1C6>5<
E1C6>ul AFM ¾ãÔ[/  *,Ý*ºÕ/,&WÄÈÃÃÇ·»À(k\J­©w),»À Ò.-,' CeT 2 Al 10®¶ AFM ¸Úª/* ! ;D5¼pJ­©w/ÈÃ'f&Ò Ý Ru / Fe ÈÃ¼p¼_©w/ÒìBaíAFM ¸ *¼ém Ê´¼p B c p
Fe È)qs,/ÕY[1]Ìh¦
B c p  Fe «Tu5<E1C6> Fe «Tu"#GË,[2]OxÃ AFM ¾5<E1C6>
åS* æU ,/ ½i,Fe ÈM c-f §/&,^, *k\/],)' B c p êÐqs/½ É
;D5¼pk\/Å%d.¼¤©w457@ìs 55 T
2 GPaí/ÁI $¢­Ù, T = Ru  Os {©w/ÒN-Þ+ B c p ]k)+ë¼pVs
4=8, . *r o/,&T 308/ÈÃ©w/°lß&,Pj»ÀQ¢­Ù, T = Ru
 Os Æ ]Mèt9F>ÃìRhIr ÈíÆ /ogB c p 5<E1C6>æU/L×Ö,Nw,
[1] A. Kondo et. al., J. Phys. Soc. Jpn. 86 , 023705 (2017).
[2] D. T. Adroja et. al., Phys. Rev. B 87 , 224415 (2013).

高周波透過法による Cd 2Os2O 7 の磁場誘起
絶縁体金属転移の探索
東大物性研、東工大元素セ A
三田航平, 山浦淳一 A 、廣井善二、松田康弘
パイロクロア格子をもつ Cd 2 Os 2 O 7 は T mag = 227 K で all-in/all-out 型の反強磁性秩序が起こることが知られている。その際に金属絶縁体転移が同時に起こるが、反強磁性秩序との関連及びその機構は未解明である[1]。
本研究は、Cd 2 Os 2 O 7 の金属絶縁体転移と反強磁性秩序との関連の解明を目的としている。実験では、金属絶縁体転移温度 T MI = 227 K 以下の絶縁体状態において 100 T 以上の強磁場を用いて反強磁性秩序を抑制
し、電気抵抗の磁場依存性から絶縁体ｰ金属転移の有無を調べる。磁場発
生には一巻きコイル法（コイルの破壊を伴うパルス磁場発生手法の１つ）、電気抵抗の測定には高周波透過法を用いた。この手法は、図 1 に示すように 2 つのソレノイドコイルの間に試料を配置することで、試料の透過率から電気抵抗を非接触で求めるというものである。破壊型パル
スマグネットにおいては、dB/dt に起因するノイズの周波数が 1MHz 程度まで分布するため、高周波による電気抵抗測定が有効であると考えられる。
発表では測定系構築の現状と予備的な実験の結果について報告する予定である。
Detection of
RF wave

Injection of
RF wave

l
B

2a

t

RF-coil(D)

sampleRF-coil(I)

B

eddy current
metal

図 1. 高周波透過法による電気抵抗測定模式図[1] Z. Hiroi, J. Yamaura, T. Hirose, I. Nagashima, and Y. Okamoto, APL Materials 3,041501 (2015)

i

8E
N
A4

4

B4

D4

,

C4

E

A,

A,

B,

D,

B,

C,
E

G d 5(S i2G e2)M
GMCE N[1]4
I
NI ]M [
8 [1-3]5 Ni-Mn
o
4
8
I7
4
I
M
[
(GMCE)]
4NE
8 [3]5 N I 4
M 8
4
4
N
N
M
I
8 5
4
N
N 9M
M
8
4
ECN
MG8
I7 5
6 4i
N 8
4
o
1 3
N
M
4
N
[
I4
M 9
4
4
N
C
E5C
4
N
N N
M 8
E
8
M E. 5
4
I7
1 3
Ni
E
4 1 3
E5
I
i
N
4 n
a
4
N
N
[
Ni-Mn
o
N GMCENCN
MG85[1] V. K. Pecharsky et al., Phys. Rev. Lett. 78 4494(1997).
[2] E. Bruck, J. Phys. D: Appl. Phys. 38 R381(2005).
[3] A. Planes, J. Phys.: Condens. Matter 21 233201(2009).
[4] T. Kihara et al., Phys. Rev. B, 90 214409(2014).

100 T

A

,

,

,

,

A,

A

(IMT)
IMT
100T
4

2
50 T

85 K

150 K

36 ms

50 T

100 K

87 T

(STC)
7 µs

STC
200 MHzα"-(BEDT-TTF) 2 RbCo(SCN) 4 [1]
50 T

100 K

2
150 T
1

STC

3 kV
7 Ω

1 3 kV

100
87 T
[1]

,

71

19pAR-1

100 T 磁場中の磁化測定手法の改良の試み
東大物性研 A周旭光 A , 松田康弘 A , 池田暁彦 A
パルス強磁場下で、最も一般的な磁化測定方法はピックアップコイルを用いる方法である。コイルの巻数が多いほど信号が強くなるが、100 T
超を発生可能な破壊型の一巻きコイル法に適用させる場合、単層的なピックアップコイルでは 2 つの問題から巻数の上限がある。(I)1 つの問題
はサイズである。一巻きコイルの直径および長さはともに 10 mm 程度であるため、磁場の不均一性を大きくしないためにピックアップコイルの長さは 1 ~ 2 mm 程度に押さえる必要がある。現在、標準的に用いているピックアップコイルは 60 μm の直径の線材で 20 回巻いており、被覆の厚さがあるため、約 1.4 mm の長さがある。サイズを抑えて巻き数を増やすためには、より細い線材を用いることも選択肢の 1 つであるが、強度の観点から必ずしも有効ではない。(II) 2 つめの問題は誘導起電力であり、現在の並列型のピックアップコイルでは、となりに置いた同型のコイルによってパルス磁場によるバックグラウンドの誘導起電力を差し引く（補償する）。しかし、それぞれのコイル単独には、正 負の誘導起電力が誘起されるため、局所的には 1000 V 程度の起電力が生じる。
巻き数の増加によってこの起電力が大きくなるため、絶縁破壊の危険性が増える。これまで、標準型ピックアップコイルでは 30 回巻きまで実績があるが、それ以上の巻き数は試したことがない。
今回、多層にすれば、長さ方向はそのままで巻き数を増やせ、また、層毎に起電力を補償することで、絶縁破壊も抑えられるとの発想に至った。従って、上記(I)、(II)の問題を同時に解決する。だだし、ピックア
ップコイルの作製過程が複雑になるため、精巧なコイルをつくるには工夫が必要である。我々は、まずはじめに二層のピックアップコイルを作製した。巻数を従来の２．２倍に相等する４４＊２巻きピックアップコ
イルを実現した。ピックアップコイルの試験のための予備実験から、十分実際の測定に使用可能であることを確かめ、現在は、低温実験のための試料プローブにピックアップコイルを組み込むための作業を行っている。発表では、予備実験の結果やピックアップコイル及びプローブ製作の現状について報告する予定である。

!"#$%&'()*+,-./0123456!"#$%&!"#$% & Mu'tah UniversityA'("),'(") M. M. AltarawnehA, *+,-.
/ 100 !"#$%&'%()*+,-./0123456789:;<' eddy /=>7?@ABCDEF:G/=$=HIJ:;<'/)K
EL:MNOPQ-R'ISTOUV7WXY%()*+,.Z[\]
6^_`Wabc67d:/)efgh$iWjklmZ[45n.o
i$pqr7LCR stuvDEF$iWj7wxy/012345z${|rj[1]astuvDEF.}:89$h~I, 89./0123$
rOstuvDEF. "CFH'aT$w
xy.v.IrOrja
-67wm%12 La 2-x Sr x CuO 4 $iWj})*45.
$H'a:M'stuvDEF./) ¡.I¢£-¤¥Tjuv"CFI.¦§¨¥7stuvDEF¨¥©N
OJjwxy.v(ª7«AF)I89./0123(ª7}AF)n.¬­®:`NjaXj7Z[\()*¯°-.TX-./
012345zI.¦§$±²a[1] D. Nakamura, M. M. Altarawneh, and S. Takeyama, arXiv:1408.3905.

パルス強磁場下における NiCrAl-DAC の渦電流による発熱量の評価
阪大理、阪大強磁場 A 、東大物性研 A
田原大夢, 木田孝則 A , 小濱芳允 B , 三宅厚志 B , 徳永将史 B , 金道浩一 B,
萩原政幸 A
我々は非破壊型パルスマグネットおよび NiCrAl 合金製ダイヤモンド
アンビルセル(DAC)を用いた強磁場(~ 40 T) - 高圧力下(~ 10 GPa)での輸送現象測定装置の開発を行っている[1]。これまでに、パルス磁場中では DAC の金属部品を流れる渦電流によってジュール発熱がおき、磁場掃引中の温度が一定とならない問題があった。そこで、この発熱を抑制するために従来使用されてきた DAC(18×18×56 mm 3 )と比べて小型の
NiCrAl 製 DAC(18×18×30 mm 3 )を制作し、パルス磁場中での試料空間の温度変化を調べた。温度計には熱容量および磁気抵抗の小さい炭素インクを用いた。ヘリウムガス雰囲気中 (図 1 青線)ではパルス磁場中で 5.2
K から 7.2 K 程度までの発熱が確認されたのに対して、液体ヘリウムじゃぼづけ(図 2 赤線)では有意な発熱は確認できなかった。講演では開発の現状を報告し、開発した小型の DAC を用いた物性測定の例を示す。

参考文献[1] M. Hagiwara et al ., J. Low Temp. Phys. 170 531 (2013).

)

)

n
n
n
(

)

BaHfO3 ナノ粒子を添加した
TFA-MOD-(Y,Gd)Ba2Cu3Ox 線材の磁束ピンニング特性
東北大金研、産総研 A岡田達典, 今井悠斗, 淡路智, 中岡晃一 A, 町敬人 A, 和泉輝郎 A
トリフルオロ酢酸を主な溶媒として用いた金属有機化合物堆積 (TFAMOD) 法は、REBa2Cu3Ox (REBCO、RE :希土類) 線材の低コスト作製法として注目されている。これまでに BaMO3 ナノ粒子 (M :金属) 添加にの中が精力的に研究され、ナノ粒子種・密度の変更や中間熱処理のる臨界電流密度 Jc のにるピン

液塗布膜厚を従来が報告されてきた[1]。ごく最近では、１回の溶りも薄くすることでナノ粒子を微小化・高密度化する手法が試みられ、Jc 特性の更なるが報告された[2]。

これらナノ粒子添加 TFA-MOD-REBCO 線材の Jc 特性は、液体窒素を中た高温・低磁場領域における幾つかの報告はあるものの、低温・おける報告は
特性はどなく、これら
らかにな

ていない。

な温度・磁場ににおける高密度・微小ナノ粒子のピン研究では、最近合成が進

BaHfO3 ナノ粒子 (直径 10 nm 程度) を添加した TFA-MOD-REBCO コ
目し、

磁場

とし

での Jc 特性測定を行な測定に用いた TFA-MOD-(Y,Gd)BCO コ

られる微小
ト線材に

た。

ト線材は、約 30 nm (新手法[2]) と

約 170 nm (従来手法) の１回塗布膜厚で成膜されたものを用いた。東北大金
研

磁場センタ

所有の 25 T

T−24 T、4.2 K–90 K の媒

い温度・磁場グ

ト[3]等を用い、0にて Jc の温度・磁場・角度依存性を四端子法(Ec = 1 μVcm)にて測定した。
当日は、記の測定結果について詳しく報告したい。

[1]M.Miura et al., APEX 2 (2009) 023002., T.Izumi et al., Physics C 4
63 (2007) 510.等[2]K.Nakaoka et al., SuST 30 (2017) 055008.等[3]S. Awaji et al., SuST 30 (2017) 065001.

高温超伝導コイルを利用した NMR マグネットの小型化
物材機構，JASTEC A ，理研 B ，JEOL RESONANCE C
松本真治，濱田衛 A ，斉藤一功 A ，柳澤吉紀 B ，朴任中 B ，前田秀明 B ，
末松浩人 C
科学技術振興機構の研究成果展開事業「戦略的イノベーション創出推進プログラム」（S-イノベ）研究課題名「高温超伝導材料を利用した次世
代 NMR 技術の開発」において，高温超伝導（HTS）材料を，超伝導マ
グネットおよび NMR プローブに応用した，次世代高温超伝導 NMR シ
ステム開発を行っている[1]．本研究課題では，HTS コイルを利用することで，従来の低温超伝導(LTS:Nb-Ti, Nb3Sn) NMR マグネットに比べ，マグネットを小型化することを目的としている．また，HTS 材料より製作した NMR 検出コイルを組込んだ，HTS-NMR 低温プローブを開発し，測定感度の向上も目指している．LTS/HTS マグネットと HTS-NMR 低
温プローブを組み合わせた NMR システムを開発し，マグネットの小型化と測定感度向上の両立を図ることで，研究・開発現場での，強磁場
NMR システムの導入が加速されると期待されている．
現在，600 MHz 級 LTS マグネットと同等のサイズの，800 MHz 級
LTS/HTS マグネットを製作中である[2]．
謝辞
本研究は，科学技術振興機構（JST）の研究成果展開事業「戦略的イノ
ベーション創出推進プログラム」（S-イノベ）の支援によって行われた．
参考文献[1] 末松浩人, 田中良二, 高橋雅人, 前田秀明, 大嶋重利, 柳澤吉紀, 中込秀樹, 濱田衛, 松本真治, 木吉司：「高温超伝導材料を利用した次世代
NMR 技術の開発」，低温工学，Vol.48，No.1 p.31 (2)[2] 「超伝導システムによる先進エネルギー・エレクトロニクス産業の創出」テーマ中間評価用資料，
http://www.jst.go.jp/s-innova/research/hyoka/theme_midterm_2016/t
heme_midtermH28.html

強磁場グリーンマグネット開発
物材機構、木戸義勇, 今中康貴
物材機構のハイブリッドマグネットはその前身である科学技術庁金属材料技術研究所の強磁場ステーションに４０T の磁場を定常的に発生することを目的に設置され、1994 年度には基本部分が完成した １ ）。その構造は 15T の超伝導マグネット（400mm）の内側に定格 25T（30mm）の水冷マグネットを組み合わせたものであり、最大磁場発生時にはコイ
ル部分で 15MW（430V×35kA）を消費する。水冷コイルは入口温度 10℃
以下の純水で冷却され、磁場発生に伴って昇温した純水はジュール熱を
ター ボ冷凍機（6MW)によって連続的に除去する。その為、水冷マグネ
ットの運転だけで 21MW の必要となる。このほか超伝導マグネットの冷凍機、室内空調、照明と鉄損を加えると 1MW は必要となる。物材機構に転換後、固体高分解能 NMR などの精密実験のため FET ドロッパーを
導入 2） すると共に超伝導マグネットの冷却システム、水冷マグネットの冷却システム、運転監視システムを更新した 3)。
一方、2001 年の独法化以降、強磁場の運営費は年 20％づつ減額され、水冷マグネットの運転は不可能になりつつある。そこで、太陽電池と蓄電池などの利用で電力を購入することなく、どの程度の掃引時間で強磁場発生ができるかを検討した。その結果、強磁場グリーンマグネットともいえる装置が十分可能であることが分かった。そこで、検討した事項
は以下の通りである。
z 太陽電池: 設置費用が低廉な平坦な空き地での発電量。
z 蓄電池: Li イオン電池の開発状況と利用上の問題点。
z 太陽光冷凍機: 集光機と吸着式冷凍機による冷凍能力。
z 電 流 掃 引法 の 試験 : 小 規 模 の 蓄電池 を 用 いて 電 流掃 引 を 行 う PWM回路による実証試験
その結果、2 分程度のパルス運転であれば１日 20~40 回程度は磁場発生
でき、十分実用性のあることが分かった。
1）木吉、浅野、井上、前田、和田: 応用物理 64 (1995) 364-367
2）G Kido et al.: J. Phys: Conference Series 51 (2006) 580–582
3）S. Nimori and G. Kido: J Low Temp Phys (2010) 159: 358–365

,

,

,
	
 
10MJ
10
4

	
 

	
 
55

	
 

35
	
 
2

	
 
1

	
 

	
 
	
 

	
 
	
 

	
 

	
 
	
 1.5MJ
(ESR)

	
 
ESR
	
 
	
 

	
 

6

\s>+7.)*K/¦0K2Mo¾Â THz ESR À[f^¢p\s>+70¢pÃ A ¢p

k0 B ¢pX§®e C

qU, pRV, p»­S A , Td B , Æ­} co¾Â6F@H5 ESRÈ&<H/¡m(¡m6F@H5 ESR (ÀÈQ¿s/=K¨ ¦¡m6F@H5 ESR ÈÆ/B-7H\²¬Èª{ ~[Ç±È1J¡m\¯(  ESR a¶±È¡·¥(¡ % ESR ±o ^[1]( ¸|È&Æi[2]"ÈC)-J³[3](© e'o¾Â6F@H5
ESR °«x%ÈÆi:)?G48i_0H 2.5GPa (¼[4]ÈC)-J,K3I;MESR  2015 | 1 .1 THzv`Èt¹$P]C)-J,K3I;M6F@
H5ESR¼&[5]¸ÈDK?IK0K.M(C)-J¡v[6] ESR v!`Èo¾Â6F@H
5 ESR Àlg[f^Àr\s>+7.)*K/ ¦0K2MÈËÉÊÍ|Ì#$£Tpu½µnÄjÀ ¦0K2Mº6F@H5\s¤uÁ%[f^L[f ¦bNyWw(ÈYhIAH[f^L[f ¦´ÅZc(Àr[7]
ÈÆiO6F@H5 ESR E9M-°«[f^zo[1] H. Ohta et al. , J. Phys. Soc. Jpn. : 72, Suppl. B pp. 26-35, 2003
[2] T. Sakurai et al ., J. Mag. Res ., 280, pp.3-9 2017 (Invited Review)[3] E. Ohmichi et. al ., J. Inorganic Biochemistry 162, pp.190-193,
2016 (Invite paper)[4] T. Sakurai et al. , J. Mag. Res . 259, pp.108–113, 2015[5] H. Takahashi et al ., Appl. Phys. Lett. 107, 182405, 2015[6] H. Takahashi et al ., J. Phys. Soc. Jpn . 86, 063002/pp.1-4, 2017
(Editor’s Choice)[7] http://www.research.kobe-u.ac.jp/mprc/joint/index.html

!"#$% 2MJ &'()*+',-./01-234
!"#$%
&'"(,
&'"( )*+,,)*+, -./0,-./0 1*23,
1*23 45678
9 !"#$%&'()*+,-./#$012345MJ *567898:;<=>?@ABCDEF,GHIJKL*+,-MNOPQMRSTBCDE*+,-UV!"#$WXQBYZ[\E]1999 ^J_`a
TEbc78deFfR*+,-MNghBCD[ 730 T Wijklm
5W*+,-MNnoBpqr[1]4600 T JsLUVtuv2W!"#$Bwxr[\E]yWz4!"#$J{|LSRW2\L,-B 1000T }J~\LSRBr[42010 ^W. m#$JK 1000 T *+,-MNghW1BQrE]yW3 2MJ,
50kV FfR*+,-MNgh42 MJ, 20 kV ,-MNCFfR
1000 T WMNWW 5MJ, 50 kV FfL]*56Ff3(
L3  ¡¢£Ad¤p4*+,-MNgh3¥¦JQ
MrE]
SW42MJ FfRyTBCDEF,GH*+,-MNgh(v§)¨©qJsZEW24QMWª«R¬­4®K¯!"°±²W³C´Bµ¶|L]§·¸¹º F,GH*+,-MNghR,-»¼½[1] S. Takeyama and E. Kojima, J. Phys. D 44, 425003 (2011).

CaAgAs

A

,

B

,
,
David Graf C ,NHMFL C

A,

A,B ,

TLNS
Zr)[1 – 4]

PbTaSe 2 [5]InBi[6]W SiS ( W = Hf,
ARPES
EF

CaAgAs[7 – 10 ]TLNS

CaAgAsTLNS

CaAgAsARPES

CaAgAs[8 – 10 ]

ac

1

FFT

F
F

FFT
1

WIEN2k[11]F
100 150 T

E F = − 0.16 eV

SKEAF[12], − 0.53 eV

250 350 TFa

E F = − 0.16

eV
CaAgAsTLNS

E F = − 0.53
eVF

F
1 CaAgAs
FFT

E F = – 0.16 eV[1] C. Chen et al ., Phys. Rev. B 95 , 125126 (2017).
[2] D. Takane et al ., Phys. Rev. B 94 , 121108(R) (2016).
[3] L. M. Schoop et al ., Nat. Commun. 7 , 11696 (2016).
[4] M. M. Hosen et al ., Phys. Rev. B 95 , 161101(R) (2017).
[5] G. Bian et al ., Nat. Commun. 7 , 10556 (2016).
[6] S. A. Ekahana et al ., New J. Phys. 19 , 065007 (2017).
[7] A. Yamakage et al ., J. Phys. Soc. Jpn. 85 , 013708 (2016).
[8] X-B Wang et al ., Phys. Rev. B 96 , 161112(R) (2017).
[9] arXiv:1708.06874v1.
[10] arXiv:1708.07814v2.
[11] P. Blaha et al ., (Technische Universität Wien, Austria, 2001).
[12] P.M.C. Rourke et al ., Comput. Phys. Commun. 183 , 324 (2012).

– 0.53 eV

,,

磁性体の固有エネルギーは外部磁場に対し有意な依存性を示す。そのような固有エネルギーの磁場依存性は電子スピン共鳴(ESR)や中性子散乱によって測定することが可能であるが、パルス磁場が必要となるような強磁場下ではそれらの測定は困難さを伴う。
一方で、熱測定などにより観測可能なエネルギーは、ボルツマン分布に従った固有エネルギーの期待値として観測される。ゆえに、ボルツマ
ン分布関数の逆関数を求めるとこができれば固有エネルギーを求めることが可能であるが、劣決定性により逆関数は求まらない。
そこで、逆関数を用いずに逆問題を解く必要がある。最も原始的な手法の１つとして最小二乗法が挙げられるが、ノイズに対して敏感に応答するようなオーバーフィッティングが起こりやすいという問題がある。
最大エントロピー法は、最小二乗法に情報エントロピーを最大化する
ような正則化項を加えることで、平坦な状態密度分布を好むようになりノイズに対する過敏性を軽減することができ、分散のある状態密度分布に対しては有効であるが、離散的な状態密度分布を再現するのには適していない。
スパースモデリングは、最小二乗法に状態密度の非ゼロ成分の個数を最小化するような正則化項を加えることで離散的な解（ スパースな解）を好むようになる。量子力学からの要請により、分散のない場合、低励起のエネルギー準位は離散的になるべきであるため、スパースモデリン
グは本研究に用いる手法として適していると考えられる。
本発表では試行問題における結果と併せて各手法の特徴と本研究に対する有用性を議論する。