鉄ロジウム合金の高エネルギー
イオンビームによる磁性改質
岩 瀬 彰 宏 松 井 利 之
 堀

.

は じ

め

史 説



に

組成比が 11 の近傍の鉄ロジウム合金は，常温で塩化セ
シウム型結晶構造(B2 構造)を示す金属間化合物である(1)．
この物質の磁性は，温度や組成比，圧力によって大きく変化することが知られている(2)．相図(図)が示すように，組成比が 1  1 の合金 Fe 50 at  Rh では，室温付近に低温相である反強磁性相から高温相である強磁性への磁性変態温度が存在する．また，強磁性相は 670 K 付近で常磁性へと変態する．これらの磁性変態によって結晶構造変化は起こらない
図1

が，反強磁性から強磁性への変態に伴い体積は約 1増加す

FeRh 合金の相図と結晶構造．

る．組成比が 11 からずれて鉄原子数が多くなると低温においても強磁性相が安定となり，逆にロジウム原子が多くなると強磁性―反強磁性転移温度は高温側にシフトする．静水や格子欠陥の導入が材料機能の改善や制御に役立つ場合もあ圧によっても強磁性相は反強磁性相に変化する(2)．さらに，る．その一例として，我々は，最近，鉄ロジウム金属間化合

結晶構造の乱れもまた，強磁性を安定させることを示す結果

物の結晶構造に高エネルギーイオン照射により乱れを与え，もいくつか報告されている．たとえば，構造の乱れた鉄ロジ

その磁性を制御する研究を行っている．本稿では，これまでウム薄膜やボールミリングによって作成した鉄ロジウム合金に得られた研究結果を紹介するとともに，今後の展望などににおいて，低温における強磁性状態が確認されている(3)(4)．

ついても述べる．

さて，筆者らは，長年にわたり，高エネルギーイオンや電子ビームなどの放射線を無機材料に照射することによる結晶構造や物性の変化に関して研究してきた(5)．無機材料では高.

高エネルギー重イオン照射によるバルク Fe 50
atRh 試料の磁性変化

エネルギー放射線照射により，正規の位置からの原子のはじ
き出しや高密度電子励起を起因とするエネルギー散逸によっ

本稿では，まずはじめに，厚さ 0.2 mm の Fe 50 at  Rhて，結晶に乱れが生ずる．放射線による結晶の乱れは，多く

バルク試料を用いた実験結果について紹介する．図( a )はの場合，材料機能に悪影響を及ぼすため，使用環境で多量の200 MeV の Xe イオンを照射した試料における外部磁場―

放射線を浴びる各種原子力関連材料や太陽電池などの宇宙材

磁化曲線を 20 K において SQUID 磁束計により測定した結料において，放射線による劣化(いわゆる放射線照射損傷，果を示す(6)．イオンビームは電荷を有するため，材料を構成

radiation damage )を評価し，それを防ぐための研究が盛んする原子核や電子とクーロン相互作用することにより，そのに行われている．一方で，放射線照射による結晶構造の乱れ

エネルギーを急激に失う．その結果，イオンはエネルギーを

大阪府立大学教授大学院工学研究科マテリアル工学分野(〒599
8531 堺市中区学園町 11)
大阪府立大学准教授大学院工学研究科
大阪府立大学教授21世紀科学研究機構 Modification of Magnetic Properties of FeRh Intermetallic Compound by Using Energetic Icon Beam Irradiation; Akihiro Iwase,
Toshiyuki Matsui and Fuminobu Hori (Graduate School of Engineering, Osaka Prefecture University, Sakai)
Keywords: FeRh intermetallic compound, energetic ion irradiation, modification of magnetic properties, synchrotron Xray absorption spectroscopy, magnetic 2D magnetic patterning, Xray magnetic circular dichroism
2011年 1 月30日受理

ま て り あ 第50巻 第 6 号(2011)Materia Japan




図2

( a ) 200 MeV Xe イオン照射した Fe 50 at  Rhの外部磁場―磁化曲線．(b) 10 eV ヨウ素イオン
照射した Fe50 atRh の外部磁場―磁化曲線．
測定温度はいずれも 20 K．
図3

失いながら材料中を進み，材料表面から数マイクロメートル程度の深さ(これをイオンの飛程(レンジ)という)で止まってしまい，イオン照射による効果もバルク試料表面付近に局在する．そこで図 2( a )では，照射効果の現れる領域からのシ200 MeV Xe イオン照射した Fe 50 at  Rh の鉄
K 吸収端硬 X 線 MCD スペクトル．(a)未照射，
5 × 1012 / cm2, 1 × 1013 / cm2, 5 × 1013 / cm2 の照射
量 に 対 す る ス ペ ク ト ル ． ( b ) 5 × 1013 / cm2, 1 ×1014 / cm2, 1 × 1015 / cm2 の照射量に対するスペク
トル．測定温度は 20 K．

グナルのみを抽出してプロットした．イオン照射前の試料では，磁化はほとんど 0 であった．これは，相図(図 1)からわの磁性状態を知ることができる． FeRh 金属間化合物の場

かるように， Fe 50 at  Rh は 20 K では反強磁性であるこ

合，鉄原子が主に磁性を担っていると考えられるため，放射とを示している．それに対し，イオン照射した試料では，強光施設 SPring8 ・ BL39XU において，鉄 K 吸収端における磁性を示す外部磁場―磁化曲線が出現し，その飽和磁化は照1s 4p 双極子遷移に伴う硬 X 線 MCD 測定を行った．鉄原

射量とともに増加する．磁化の大きさは 5×1013/cm2 の照射

子の磁性を定量的に評価するには，磁性を直接担う鉄 3d 状量で最大を示し，その後減少に転ずる．10 MeV のヨウ素イ態への遷移を起こす軟 X 線 MCD がより適しているが，こオン照射した場合の外部磁場―磁化曲線も同じような挙動をの場合， X 線のエネルギーが低くなるため試料の表面付近示す(図 2 ( b ))． 5 × 1012 / cm2 の照射量のとき飽和磁化は最の磁性情報を得ることになる．しかし，ここでは，表面状態

大値をとり，さらに大きな照射量( 1 × 1013 / cm2, 5 × 1013 /に左右されずに材料内部の磁性を評価するため，深さ数ミクcm2)では，照射量の増加とともに磁化は減少する．

ロンまでの磁性を観察できる鉄 K 吸収端の X 線エネルギー

イオン照射による低温での強磁性発現は， X 線磁気円 2(7.11 keV)による硬 X 線 MCD を用いた．

色性( XMCD )測定によっても確認されている(7)(8) ． XMCD

図  に 200 MeV の Xe イ オ ン 照 射 に よ る 20 K で のは，円偏光 X 線に対する磁性体の吸収強度が偏光状態に依XMCD スペクトルの変化を示す．未照射試料では，20 K で存することを利用した測定法である．物質中の特定の原子のの反強磁性状態を反映して XMCD シグナルは観測されな吸収端近傍での XMCD を測定することにより，特定の原子

い．イオン照射することにより強磁性を示す XMCD スペク




最近の研究

図4

純鉄の K 吸収端 XMCD スペクトルと 200 MeV
Xe イオンを 1×1014/cm2 照射した Fe50 atRhの鉄 K 吸収端 XMCD スペクトルとの比較．測
定温度はいずれも 20 K．

図5

10 MeV I イオン照射した Fe 50 at  Rh の鉄 K
吸収端 EXAFSFT スペクトル．測定温度は室温．

トルが現れ，その強度は照射量とともに増加し，その後減少

本実験では，鉄原子の K 吸収端( 7.11 keV )における EX-

する．この結果は SQUID 測定により得られたものと同一で

AFS スペクトルを室温で測定した．図に， 10 MeV のヨある．しかし SQUID 測定では磁化の大きさのみの評価であウ素イオンを照射した Fe 50 at  Rh バルク試料の EXAFS

ったが， XMCD では，そのスペクトル形状から磁性の起源

フーリエ変換スペクトル(FT スペクトル)を示す．まず，未に関する議論も展開できる．図は，200 MeV Xe イオンを照射の試料に対する FT スペクトルに対して FEFF シミュ

1 × 1014 / cm2 照射した Fe 50 at  Rh における XMCD スペ

レーションコード(11)を用いて解析した結果， Fe50 at Rh

クトルを，純鉄のスペクトルと比較したものである(7)．放射の本来の結晶構造である B2 構造のスペクトルと一致するこ

線照射で生成した格子欠陥の拡散に伴い，材料中に特定の原とが確認された． 10 MeV ヨウ素イオン照射により， FT ス

子が偏析・析出することがある．この現象を照射誘起偏析あペクトルは，照射量の増加に伴い系統的に変化していく．照るいは照射促進偏析とよぶ．本実験の場合，FeRh 中の鉄原

射量の少ないときは， B2 構造のスペクトルを保ちながら，子集合体が照射誘起偏析により形成されて，それによる磁性

FT スペクトルの各ピークの幅が照射量の増加とともに大きが出現した，という可能性が考えられたが，図 4 に示す実

くなっていく．これは，主に，鉄原子周辺の原子配列の秩序

験結果は，それを明確に否定するものである．FeRh バルクが低下し，デバイワーラー因子が増加したためと考えられ材料に対する照射実験では，ここで紹介した 200 MeV Xeる．照射により， B2 構造を保ちながら原子配列の秩序が低イオン， 10 MeV ヨウ素イオンだけでなく 150 200 MeV の下していく現象は，図 2(b )において見られる磁化の増加とAu, Kr, Ni イオンも用いたが，いずれも類似の結果を得てちょうど対応している．このことは， Fe 50 at  Rh の結晶

いる(6)(9)．

構造に乱れが生じると強磁性が安定化することを示す．
さらに照射量を増やしていくと，FT スペクトルの形状が.

イオン照射による Fe50 atRh バルク試料の結晶構造変化(放射光 EXAFS 測定による評価)

大きく変化する．最も顕著な変化は，鉄原子からみた第一配位原子に対応する一番左のピークが明確に 2 つに分離することである．これは，鉄原子の第一配位原子に，Rh だけで高エネルギーイオン照射により， Fe 50 at  Rh 試料の結なく Fe も含まれてくることを示唆する． FEFF コードを用

晶構造がどのように変化し，磁性との関連がどうなるかを調いた詳細な解析の結果，高照射量の場合の FT スペクトルは，べるのは大変興味深い．この章では，高エネルギー加速器研

Fe 原子と Rh 原子がランダムに配列する FCC 構造，いわゆ

究機構(KEK)の放射光施設(PF)を用いて行った X 線吸収微る A1 構造に対応することがわかった．A1 構造は，相図(図

細構造(EXAFS)測定の結果について記す(10)．物質を構成す1 )では， 1300 °C 以上で現れる高温相である．いくつかの金るある特定の原子の吸収端より X 線エネルギーの高い領域

属間化合物では，イオンビームや電子ビームを大量に照射すにおいて， X 線の吸収に振動が現れる．この振動は，そのると，高温での液体状態が凍結されたアモルファス構造にな原子の近傍に別の原子が存在するために生ずる．従って，こることが報告されている(12) ．本実験の場合も同様に，大量の振動をフーリエ変換して解析することにより，特定原子ののイオン照射では，高温相である A1 構造が室温で凍結され周辺の原子の配置状態に関する情報(配位数，原子間距離，た状態として出現したと考えられる． A1 構造の FeRh 合金

デバイワーラー因子)を得ることができる．

は常磁性であることが知られている．従って，図 2(b )の外

ま て り あ 第50巻 第 6 号(2011)Materia Japan

部磁場―磁化曲線で見られる，照射量が大きくなったときに磁化が減少に転ずる現象は，照射により A1 相の割合が増加することが原因であると説明できる．

.

イオン照射した Fe50 atRh バルク試料中の格子欠陥の陽電子消滅法による評価

イオン照射による Fe50 atRh の低温強磁性発現には，結晶構造の乱れ(格子欠陥)が重要な役割を演じていると考えられる．そこで，イオン照射によって導入される格子欠陥の詳細を調べるために，低速陽電子ビームによる S パラメー
タ測定を行った．材料中に打ち込まれた陽電子は，電子と相互作用して対消滅する．その際，消滅位置での電子の運動量と電子密度の情報を反映したガンマ線を放出する．試料中で陽電子は原子核の正電荷とのクーロン相互作用により，原子図6のいない位置を選択的に感じ取りながら拡散してそこに局在200 MeV Xe イオン照射した Fe 50 at  Rh の S
パラメーターの照射量依存性．測定温度は室温．

する．一般に，鉄などの金属ではおよそ 100 at ppm 程度の濃度の空孔が存在すると陽電子は 100 空孔に局在するため，それ以下の濃度では空孔の濃度を評価することが可能でを第一原理計算で示唆できたことは，重要な結果である．

ある．このように空孔型格子欠陥にトラップされた(局在)陽電子は，運動量の小さい電子と相互作用する確率が大きい．

.

イオン照射によって発現した磁性の熱的安定性

そこで，放出ガンマ線のエネルギー分布から求めた低い運動量領域での消滅割合を S パラメータと呼び，空孔型格子欠陥量の評価に用いる．

一般的に，放射線照射によって材料中に導入される格子欠
陥や結晶構造の乱れは，熱力学的には準安定な状態で存在す

図に， 200 MeV の Xe イオンを照射した Fe 50 at  Rh

る．従って，放射線照射した材料を高温に保つことによっての S パラメータ値をイオン照射量の関数として示した(13)．

格子欠陥や結晶構造の乱れは減少・消滅する．これを格子欠

照射量の増加とともに S パラメータは増加し，高照射量域

陥等の回復現象とよぶ．そこで，イオン照射により Fe 50

では，陽電子がすべて空孔型欠陥にトラップされるため，Sat Rh 中に発現した磁性と結晶構造の乱れの熱的安定性をパラメータ値は飽和する．S パラメータの照射量依存性を解調べるために， 100 °C から 500 °C までのアニール実験を行っ析することにより，イオン照射した試料に残存する空孔型欠た(10) ．アニール実験に用いた試料は， 10 MeV のヨウ素イ

陥濃度が算出できる．解析の結果， 1× 1013/cm2 の Xe イオ

オンを照射した Fe50 at Rh バルク試料のうち， 1× 1013/

ン照射で約 50 at ppm 程度の空孔型欠陥が残存するという結cm2 および 5×1013/cm2 の照射量に対する試料である．照射果を得た．これは，SRIM コードで計算した原子のはじき出試料に対しては，まずアニール前に SQUID 磁束計による磁し数の値が 1000 ppm 程度と比べて圧倒的に少ない．つま化―磁場曲線と鉄 K 吸収端における EXAFS スペクトルのり，室温でイオン照射した FeRh 試料中に残存する空孔型欠測定を行っている．その後， 100 °C ～ 500 °C の各温度でそれ陥は極めて少なく，導入後直ちに空孔は移動回復しており，

ぞれ 100 分間の真空アニールを行い，各アニール後に再びその際に Fe 原子と Rh 原子の位置が入れ替わったいわゆるSQUID 測定， EXAFS 測定を行った．照射後，アニール前反構造欠陥(anti site defects, ASDs )が生成されるなど，金の試料に対する外部磁場―磁化曲線は，すでに図 2(b )に示

属間化合物に特有の規則的原子配列に乱れを生じていると考してある．照射量が 1×1013/cm2 の場合に出現する飽和磁化

えられる．

の値と比べて，5×1013/cm2 のヨウ素イオンを照射した場合

この実験結果を参考にして金田らは， Fe 50 at  Rh のスーパーセルを用いた第一原理計算を試み，格子の乱れを有しは，試料の大部分が非磁性の A1 構造になるため磁化は大きく減少している．

ない場合と反構造欠陥を内包する場合において， 0 度 K に

アニール実験の結果をそれぞれ図，図に示す．図 7

おける反強磁性および強磁性状態のエネルギーを算出しは，飽和磁化のアニール温度依存性である．ヨウ素イオンのた(14)．その結果，まず，格子の乱れを有しない場合は，確照射量が 1× 1013/cm2 の場合， 200°
Cまでのアニールでは，かに反強磁性状態のエネルギーが強磁性状態のエネルギーよ

わずかな飽和磁化の上昇は見られるが，その後の300400°
C

り小さくなり，相図で示す通り低温で実現する磁性は反強磁のアニールで飽和磁化は急激に減少し，500°
Cで照射前の磁性であることが確認された．一方，反構造欠陥を内包させた化ゼロの状態に戻る．また図 8 ( a )に示すように， EXAFS場合，強磁性相のエネルギーが反強磁性相よりも小さくなるの FT スペクトルは，アニール前にはピークの半値幅が大きことが示された．他の種類の格子欠陥についてはまだ計算をく，鉄原子周辺の原子配列の乱れが生じていることを示して行っていないが，原子配列の乱れの一種である反構造欠陥をいるが， 400°
C 500°
Cのアニールによって FT ピークの半値導入することにより，低温において強磁性が発現する可能性

幅は減少する．このことは，イオン照射による原子配列の乱




最近の研究

性を示す磁化ゼロの状態に戻る．

.

イオン照射によって付与されるエネルギーと磁性変化

高エネルギーイオン照射による Fe50 atRh 合金の磁性変化，構造変化に関して述べてきた．ここでは，イオン照射によるどのようなエネルギー付与過程がこれらの現象を支配するかについて議論する．高エネルギーイオンが物質中を通過するときにエネルギーを失っていくプロセスは大きくわけて 2 種類ある．1 つは，物質中の原子核と直接衝突する過程であり，「弾性的相互作用」と呼ぶ．もう 1 つは，物質中の電子を励起することによりエネルギーを失っていく「電子励
図7

10 MeV I イオン照射した Fe 50 at  Rh の外部磁場磁化曲線から求めた飽和磁化のアニール温度依存性．外部磁場磁化曲線の測定温度は 20 K．

起過程」である．かつては，電子励起過程によって付与されたエネルギーは，金属や合金中では原子を移動させることはなく，もっぱら弾性的相互作用により格子欠陥が生成される，と認識されていた．しかし，ここ 20 年余にわたる研究から，イオンの質量やエネルギーの増加に伴って，イオンビ
ームパスに沿った単位距離当たりの電子励起エネルギー，すなわち電子的阻止能が大きくなると，金属系材料でも，電子励起エネルギーが原子移動を起こし，格子欠陥の生成など，
格子の半永久的な乱れを起こす現象が多く報告されてきている(15) ．特に金属間化合物では，この効果が大きく，酸化物
で の 電子 励 起 に伴 う 1 次 元 損 傷ト ラ ッ クと 類 似の 構 造 がNiZr2 などで観測されている(16)．

そこで，同じく金属間化合物である Fe50 atRh においてイオン照射による磁性変化が，弾性的相互作用によるもの
か，電子励起によるものかを確認する実験を行った．この実験を行うには，試料中でイオンのエネルギーが大きく変化し
図8

10 MeV I イオン照射した Fe 50 at  Rh における鉄 K 吸収端 EXAFS FT スペクトルのアニー
ル温度依存性．照射量は(a) 1×1013/cm2，(b) 5×1013/cm2．EXAFS スペクトルの測定温度はい
ずれも室温．

ない条件を設定しなければならない．しかし，イオンのレンジより厚いバルク試料では，イオンは試料中でエネルギーを大きく変化させ停止するため，この条件を満たさない．そこ
で，照射実験に用いるイオンのレンジよりはるかに厚さの小さい薄膜(厚さ約 100 nm )を MgO 単結晶基板上にイオンスパッタ法で作製し，実験に臨んだ(17)(18)．作製した試料の組成は Fe47Rh53 であり，Rh が少し多いため，室温でもほぼ反れによって生じた強磁性が，それの回復(消滅)によってもと強磁性を示す．薄膜試料においても，バルク試料同様，各種の反強磁性状態に戻っていくことを意味する．

イ オ ン で 照 射 を 行 い ， SQUID 磁 束 計 に よ る 磁 性 評 価 ，

照射量 1×1013/cm2 の試料では，ほぼ一般的な回復現象を示すのに対して，照射量 5×1013/cm2 の試料に対するアニー

XRD, EXAFS による結晶構造評価を行った．

図，図は，それぞれ，電子励起過程，および弾性的相ル挙動は大変奇妙である．まず照射直後の飽和磁化は 15

互作用による試料へのエネルギー付与密度に対して， 1.7

emu/g 程度であり，1×1013/cm2 の照射量で現れた磁化の値

MeV Au, 10 MeV I, 1 MeV H 照射によって発現する飽和磁と比べてずいぶん小さい．これは，前述したように，多量の化の大きさをプロットしている．これらの図から，磁化の大イオン照射により結晶構造の大部分が非磁性の A1 構造に変きさは電子励起過程とは相関を持たず，弾性的相互作用によ化したためであろう．この状態の試料を200°
Cまでアニール

るエネルギー付与過程と大きな相関を持つことがわかる．こしても，図 7，図 8(b)に示すように，磁化や A1 構造を示すの結果は，イオン照射による磁化の変化が電子励起過程に伴EXAFS FT スペクトルはほとんど変化しない．しかし，うものではなく，弾性的相互作用による原子移動がもたらす300 400 °C でのアニールにより， EXAFS FT スペクトル

格子欠陥生成・格子の乱れに由来するものであることを示しは，結晶構造が， A1 構造から乱れを含んだ B2 構造に変化ている．

したことを示している．それに伴い，図 7 に示すように，

電子励起過程がイオンの高エネルギー領域で支配的である

飽和磁化は照射により急増する．その後，500°
Cにおけるアのに対して，弾性的相互作用の断面積は低エネルギー領域で

ニールでは，結晶構造は照射前の状態にほぼ回復し，反強磁大きな値をとる．このため，FeRh 合金の磁性を変化させる

ま て り あ 第50巻 第 6 号(2011)Materia Japan




図11

図9

各種イオン照射によって FeRh 薄膜中に発現した飽和磁化の電子励起過程によるエネルギー付与
密度依存性．飽和磁化の測定温度は 20 K．

10 MeV I イオンマイクロビームによる 2 次元強磁性パターン．( a ) MFM 像，( b ) AFM 像．観測温度はいずれも室温．

イクロメートル程度にまで絞ったうえで，走査させることができる．マイクロイオンビームは，現在，宇宙半導体デバイ
スの放射線照射特性評価や，細胞，DNA などの放射線影響の調査，高分子材料からの MEMS 部品作成などに用いられているが，無機材料の改質に応用された例はほとんどない．
そこで，10 MeV のヨウ素イオンを 2 マイクロ平方メートルの大きさにまで絞ったマイクロビームを描画スキャンさせて，
FeRh 薄膜に 2 次元磁性パターンの作製を試みた(20)．

図( a )に，磁気力顕微鏡( MFM )を用いて，マイクロイ
オンビーム照射した FeRh 薄膜表面の磁性状態を観測した結果を示す．マイクロビームが走査された箇所だけが強磁性に変化し，その領域が 5 マイクロメートルごとに規則的に配列するパターンが明瞭に観測された．一方，図11(b)に示す
同じ場所での AMF 像では，特に変化はみられない． AFM
像は表面の凹凸を示すものである．これらの結果から，
MFM 像で観察された 2 次元磁気パターンは，イオン照射に

図 10

イオン照射によって FeRh 薄膜中に発現した飽
和磁化の弾性的相互作用によるエネルギー付与
密度依存性．飽和磁化の測定温度は 20 K．

よって表面の凹凸が誘起されたことに伴うものではないことがわかる．すなわち，イオンマイクロビームを用いることにより，FeRh 薄膜のマイクロメートルスケールでの 2 次元磁性改質が可能であることが示された．

には，10100 MeV といった高エネルギーイオンである必要

.

ま

と

め

はなく，弾性的付与エネルギー密度を図 10 に示された値程度に与えることができれば，エネルギーの低いイオンでも十FeRh 金属間化合物の磁性や結晶構造は，イオンビームに分に磁性を変化させることができると考えられる．たとえよる弾性的エネルギー付与によって系統的に変化すること，ば，電子顕微鏡試料などの微細加工に用いられる集束イオン

イオン照射によって変化した磁性や構造は，照射後の熱処理

ビーム装置(FIB)の 40 keV Ga イオンによる FeRh 薄膜の磁によってさらに変化することなどを示した．照射による強磁性 変 化 を 我 々 は 観 測 し た(19) ． ま た ， KEK の 放 射 光 施 設性発現は，結晶構造の乱れに起因することが明らかになった

BL16A において，真空チェンバー内に設置されたイオンガ

が，その発現機構は未だ明確ではない．現在，その機構解明

ンによる照射と軟 X 線 MCD 測定を組み合わせることによのために， KEK PF や SPring8 放射光施設を利用した磁気り， 3 keV Ar イオン照射が FeRh 薄膜表面に強磁性を発現

コンプトン散乱実験や軟 X 線 MCD 測定，さらには，光電させることを確認している．

子顕微鏡( PEEM )などを用いた実験を遂行中である． Spring8・BL08W における磁気コンプトン散乱実験では，イオ.

マイクロイオンビームを用いた 2 次元磁性パター
ニングの試みン照射により発現した強磁性は主にスピン磁気モーメントに由来し，軌道磁気モーメントの寄与は小さいことを示唆する結果が得られている(21)．

最近のイオンビーム技術では，イオンビームの大きさをマまた，本研究成果の応用として，マイクロイオンビーム技

最近の研究

術を利用した磁気パターンドメディアの作製があげられる．
もちろん，現行の記録密度を考慮した実用化領域に達するには，イオンビームをナノメートルスケールまで絞る技術の進展を待たなければならない．しかしながら，ここで示した 2
次元のパターニングにとどまらず，マイクロイオンビームのエネルギーを制御することにより深さ方向に依存した磁性発現も可能であることから，3 次元磁性パターニング技術の開発など新たな技術領域への応用も期待できる．今後についてはこのような技術開発も視野に入れ，研究を展開していきたい．
本稿で紹介した研究の一部は，山陽放送学術文化財団および日本原子力研究開発機構・黎明研究の助成のもとで行われました．本研究に携わった歴代の大阪府立大学大学院生，福住正文氏，圖子善大氏，藤田直樹氏，小杉晋也氏，愛甲一馬
氏に感謝します．本実験で用いた FeRh 試料は，田中貴金属
工業のご厚意により貸与いただいたものです．ご尽力いた
だいた浜田登喜夫氏に感謝します．また，高エネルギーイオン照射実験，マイクロイオンビーム照射実験に協力いただいた日本原子力研究機構・石川法人氏，神谷富裕氏，斉藤勇一
氏，佐藤隆博氏，高野勝昌氏，江夏昌志氏に感謝します．
MFM 観察では，大阪大学・関修平氏に協力いただきました．さらに，低速陽電子ビームによる S パラメータ測定では日本原子力研究機構・河裾厚男氏に，KEK 放射光を用いた EXAFS 測定では，日本原子力研究開発機構・岡本芳浩
氏に， SPring8 を用いた硬 X 線 MCD 測定では，高輝度光科学研究センター(JASRI)・鈴木基寛氏にお世話になりました．また，本稿では詳しく触れませんでしたが，SPring8 を用いた磁気コンプトン散乱測定に関しては，JASRI・櫻井吉晴氏，伊藤真義氏に， KEK PF および Spring8 を用いた軟X 線 MCD 測 定 ， PEEM 測 定 で は ， KEK ・ 雨 宮 健 太 氏 ，JASRI・中村哲也氏，大河内拓雄氏，小嗣真人氏，木下豊彦

氏にお世話になりました．東京大学・金田保則氏には，第一原理計算の実施，ならびに実験結果全般に関する議論をいた
だきました．さらに，岡山大学(現，岡山理科大学)の小野文
久氏には，著者(岩瀬)が磁性体の照射効果の研究を開始した
当初から協力をいただいております．ここに感謝いたします．

文献( 1 ) J. S. Kouvel and C. C. Hartelius: J. Appl. Phys. Suppl.,
33(1962), 1343.
( 2 ) L. I. Vinokurova, A. V. Vlasov, N. I. Kulikov and M. Pardavi
Horvath: J. Mag. Magnetic Materials, 25(1981), 201206.
( 3 ) J. Cao, N. T. Nam, S. Inoue, H. Y. Y. Ko, N. N. Phuoc and T.
Suzuki: J. Appl. Phys., 103(2008), 07F501.
( 4 ) E. Navarro, M. Multigner, A. R. Yavari and A. Hernando:
Euro. Phys. Lett., 35(1996), 307.
( 5 ) 筆者らが行ってきた無機材料への高エネルギーイオン照射効
果に関しては，たとえば，「まてりあ」の解説記事，45(2006),
456463, 41(2002), 2027, 37(1998), 470478を参照のこと．
( 6 ) S. Kosugi, Nao. Fujita, Y. Zushi, T. Matsui, N. Ishikawa,

ま て り あ 第50巻 第 6 号(2011)Materia Japan

Y. Saitoh and A. Iwase: Nucl. Instr. Meth. Phys. Res. B,
267(2009), 16121615.
( 7 ) M. Fukuzumi, Y. Chimi, N. Ishikawa, M. Suzuki, M. Takagaki,
J. Mizuki, F. Ono, R. Neumann and A. Iwase: Nucl. Instr.
Meth. Phys. Res. B, 245(2006), 161165.
( 8 ) A. Iwase, M. Fukuzumi, Y. Zushi, M. Suzuki, M. Takagaki, N.
Kawamura, Y. Chimi, N. Ishikawa, J. Mizuki and F. Ono: Nucl.
Instr. Meth. Phys. Res. B, 256(2007), 429433.
( 9 ) Y. Zushi, M. Fukuzumi, Y. Chimi, N. Ishikawa, F. Ono and A.
Iwase: Nucl. Instr. Meth. Phys. Res. B, 256(2007), 434437.
(10) S. Kosugi, Nao. Fujita, T. Matsui, F. Hori, Y. Saitoh, N.
Ishikawa, Y. Okamoto and A. Iwase: Nucl. Instr. Meth. Phys.
Res. B, 269(2011), 869872.
(11) http://leonardo.phys.washington.edu/feff/(12) J. Koike, P. R. Okamoto and M. Meshii: J. NonCrystalline
Solids, 106(1988), 230235.
(13) F. Hori, M. Fukuzumi, A. Kawasuso, Y. Zushi, Y. Chimi, N.
Ishikawa and A. Iwase: phys. stat. sol. (c), 4(2007), 3530
3533.
(14) Y. Kaneta, A. Iwase and S. Iwata: 10th International Conference on Computer Simulations of Radiation Effects in Solids,
Krakow, Poland, July (2010).
( 15 ) 高エネルギー重イオンによる高密度電子励起が物質に与える効果については，その多くが，物質内の高速重イオン国際シンポジウム(International Symposium on Swift Heavy Ionsin Matter, SHIM)および，固体内原子衝突国際会議(International Conference on Atomic Collisions in Solids, ICACS)において発表されている．両会議の最近の proceedings は， Nucl.
Instr. Meth. Phys. Res. B, 230(2005), B, 245(2006), B, 256(2007), B, 267(2009)に掲載されている．
(16) A. Dunlop, H. Dammak and D. Lesueur: Nucl. Instr. Meth.
Phys. Res. B, 112(1996), 2325.
(17) Nao. Fujita, S. Kosugi, Y. Zushi, T. Matsui, Y. Saitoh and A.
Iwase: Nucl. Instr. Meth. Phys. Res. B, 267(2009), 921924.
(18) Nao. Fujita, S. Kosugi, Y. Saitoh, Y. Kaneta, K. Kume, T.
Batchuluun, N. Ishikawa, T. Matsui and A. Iwase: J. Appl.
Phys., 107(2010), 09E302.
(19) K. Aikoh, S. Kosugi, A. Iwase and T. Matsui: J. Appl. Phys.,109(2011), 07E311.
(20) Nao. Fujita, T. Matsui, S. Kosugi, T. Satoh, Y. Saitoh, K.
Takano, M. Koka, T. Kamiya, S. Seki and A. Iwase: Jpn. J.
Appl. Phys., 49(2010), 060211.
(21) S. Kosugi, T. Matsui, N. Ishikawa, M. Itou, Y. Sakurai, K.
Aikoh, K. Shimizu, Y. Tahara, F. Hori and A. Iwase: J. Appl.
Phys., 109(2011), 07B737.
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岩瀬彰宏
1978年 3 月 東京大学大学院工学系研究科(物理工学専攻)博士課程中途退学
1978年 4 月 特殊法人 日本原子力研究所 入所(1993年―1994年 米国アルゴンヌ国立研究所研究員)
2003年 3 月 日本原子力研究所 退所
2003年 4 月 大阪府立大学先端科学研究所 教授
2005年 4 月 現職
専門分野放射線物性，格子欠陥学◎放射線と物質の相互作用，各種ビーム(電子，イオン，ガンマ線，X 線)を用いた材料改質，材料評価などの研究に従事．

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岩瀬彰宏

松井利之

堀

史説

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