鉄隕石の微細構造と磁性
小

.

は じ

め

に

嗣

真

人 三

.

俣

千

春


研 究 の 背 景

鉄隕石(隕鉄)は Fe と Ni を主成分とし，ウィドマンステ

地球上に降り注がれた隕石の大半は，火星と木星の間に存

ッテン構造と呼ばれる特徴的な微細金属組織を示す(図在する小惑星帯から飛来したものと考えられている(1)．隕石)(1)(9) ．その一方で，鉄隕石は地球上の FeNi とは大きくの一種である鉄隕石は FeNi を主成分とする合金で微惑星内異なる磁気ヒステリシスや磁気異方性を示すことも知られて核が起源とされる(2)(4) ．内核の FeNi はマントルによっている(7)(10)．鉄隕石はこれまで初期太陽系の知見を与える情断熱されているため極めて緩やかな徐冷をされる．相図によ報源として，地球惑星科学の分野で取り扱われてきた．しかると FeNi は 1185 K 以下で a 相( bcc FeNi ，鉱物名カマ

しながら，材料科学の立場から物性に着目した研究は未だ為サイト)と g 相(fccFeNi，鉱物名テーナイト)に分岐してされていなかった．そこで，本稿では，鉄隕石を金属磁性材

おり，このような熱環境下で長範囲に亘る偏析が生じた結果，料の一種と位置付けて，その磁気特性の起源を金属組織と関a 相と g 相が明確に分離され，ウィドマンステッテン構造が連づけて議論した研究例(11)について紹介したい．

形成される(図 1 )(1)(3) ．従って，ウィドマンステッテン構
造は a 相と g 相の FeNi 合金の層状結晶(ラメラ)で構成される多結晶体として表現される(6) ． Ni の偏析は金属の拡散係数と熱平衡状態によって決定づけられることから，鉄隕石の冷却速度は 100万年に 1°
C (合計で約 46億年)と見積もられている．本構造は加熱によって破壊される不可逆な構造であり，人工的に作製するのは困難な天然の金属組織である．なお，金属組織としては次の特徴を示すことが知られている．
ウィドマンステッテン構造中の a ラメラと g ラメラは
{ 110 }a //{ 111 }g となる方位に配向し，面内方向に関してはNishiyamaWassermann(NW)オリエンテーションと呼ばれる〈110〉a//〈112〉g か KurdjumovSachs(KS)オリエンテーシ
ョンである〈 111 〉a //〈 110 〉g の二通りの界面構造をとることが報告されている(6)． a 相ラメラでは bccFeNi 合金を形成
図1

ウィドマンステッテン構造．
(a) ウィドマンステッテン構造の微細金属組織．
(b) 界面近傍の模式図． tetrataenite 相が a 相とg 相の界面に偏析している．
(c) tetrataenite の 結 晶 構 造 ． Fe と Ni が c 軸 に沿って交互に積層された，いわゆる L10 型の超構造として特徴付けられる．

し，組成は均一である．一方， g 相ラメラでは fcc FeNi 合
金を形成し，界面に近接するに従って Ni の濃度が上昇す
る．界面の近傍ではインバー， tetrataenite ，パーマロイ，
Ni と い っ た 多 様 な FeNi 合 金 相 が 積 層 し た 構 造 を とる(12)(15)．したがって，界面近傍の構造は様々な FeNi 相で構成された一種の磁性多層膜と解釈する事ができる．このよ高輝度光科学研究センター研究員(SPring8/JASRI)(〒6795198 兵庫県佐用郡佐用町光都 111)
日立金属株式会社生産システム研究所主任研究員
Metallographic and Magnetic Properties of Iron Meteorite; Masato Kotsugu, Chiharu Mitsumata(Japan Synchrotron Radiation
Institute (Spring8/JASRI), Sayogun, Hyogo. Production System Laboratory, Hitachi Metals, Ltd., Kumagaya)
Keywords: iron meteorite, magnetic domain, photoelectron emission microscopy(PEEM), micromagnetics simulation, tetrataenite
2009年 8 月28日受理

ま て り あ 第49巻 第 3 号(2010)Materia Japanうに鉄隕石は金属磁性研究に関する多くの研究対象を内包しstructure ( XAFS )解析を測定画像のピクセル毎に行えるたており，鉄隕石は地球惑星科学のみならず，材料科学や応用

め，化学状態を含めた元素分布や局所構造の解析が可能であにも関連する豊かな研究対象といえる．そこで，我々は鉄隕る(32)．

石の磁気特性をウィドマンステッテン構造と関連づけて議論

光エネルギーを吸収端近傍で走査することにより画素毎のXray absorption nearedge structure(XANES)が取得できすることを初めて試みた．
上記の FeNi 相の中で，特に， tetrataenite に着目し議論る．この際，電子は原子内の高いエネルギーの束縛状態，あを行った(16)(18) ． tetrataenite は鉄隕石中で発見された特殊

るいはイオン化準位直上の準連続状態に遷移する．どちらのな FeNi 合金であり，c 軸に沿って Fe 層と Ni 層が単原子層

状態も原子配置やポテンシャルの変化に敏感なため，吸収元毎に交互に規則的に積層された，いわゆる L10 型の超構造

素の電子状態やその近傍の局所構造を反映したスペクトルをとして記述される(図 1(c))．特に，通常の不規則相 FeNi と得る事ができる．また吸収端を大きく超える広範囲のスキャ比較して 2 桁以上高い磁気異方性( K1 ＝ 3.2× 105 J/ m3)を示

ンでは，Extended Xray absorption fine structure(EXAFS)

すことが大きな特徴である．Fe，Ni，および通常の FeNi 合を画素毎に収録できる． X 線吸収の際に放出された光電子

金の磁気異方性は，4.8×104 (Fe)，－6×103 J/m3 (Ni)，5は球面波として記述されるが，隣接する原子によって散乱さ× 102 (インバー)，－ 2.5 × 103 (パーマロイ，規則相)であれ，干渉された結果，遷移モーメントが変調されてスペクト

る(12)(15) ．また， tetrataenite 薄片の保磁力を SQUID によルに微細構造が生じる．その微細構造をフーリエ変換するこり見積もったところ 1×105 A/m 程度の値が得られている．

とで励起原子近傍の構造に関する情報が得られる．また，励

これは通常の不規則相 FeNi と比較して 4 桁以上高い値に相起光に円偏光放射光を用いた実験では，偏光(光スピン)に応当する． Fe, Ni および，通常の FeNi 合金の保磁力は数十じて X 線吸収強度に差異が生じる．例えば，励起光の光ス

A / m 程度あるいはそれ以下であり，したがって FeNi 相はピンが磁気モーメントと平行の配置で X 線の吸収量が増大

通常軟磁性体に分類される．それに対して tetrataenite は硬した場合，磁気モーメントと反平行の配置では吸収量が減少

磁性体として特徴付けられることがわかる．なお，する．このような光磁気効果は磁気円二色性(MCD )と呼ば

tetrataenite は中性子照射によって作製できることが N áeel にれ，これを利用することで元素選択的な磁区構造解析

よって報告されており(16)，また最近では分子線エピタキシ(XMCDPEEM)を行なうことができる(19)(26)．

ーを用いた単原子層毎交互積層による試料作製も展開されている(17)．なお tetrataenite は金属学的には g′相あるいは L10




試料作製

型 FeNi と表現されるが，現時点では物性の殆どが明らかに本研究で用いる試料として，我々はギベオン鉄隕石(ナミ

なっていない事から，本稿では鉱物名である tetrataenite 表

ビア共和国ギベオン地方にて，1836年 J. E. Alexander によ記を使用する．

って発見される．）を選択した(3)．ギベオン鉄隕石は明瞭なウィドマンステッテン構造を示す最も代表的な鉄隕石の一つで

.



実

験

ある．a ラメラの(001)bcc 面が観測面となるようダイヤモン
ドカッターを用いてギベオン鉄隕石塊より 10 × 10 × 1 mm3

光電子顕微鏡に切り出した．粒径 6 mm のダイヤモンドスラリーで表面研

鉄隕石の金属組織と磁区構造を調査するために，我々は光磨した後，粒径 1 mm でバフ研磨して鏡面に仕上げた．なお

電子顕微鏡( PEEM )を活用した(19)(31) ． PEEM は光電効果

原子間力顕微鏡( AFM )によって見積もられた表面粗さはにより放出される光電子の空間分布を約 1 万倍に拡大し，

7.37 nm であり，研磨傷による磁区構造の乱れは無視できる

数十 nm の空間分解能で直接観察できる電子顕微鏡の一種で程小さい．また， PEEM 観測は研磨傷の少ない領域で行なある．そして，放射光と PEEM を組み合わせる事で，実像われた．試料の磁気状態は地上に飛来して以来，地磁気や人観察のみならず，結晶構造や磁区構造に関する知見を同時に為的な磁場など様々な磁場により汚染を受けている(2)(3)．そ得る事ができるため，ナノサイエンスから産業利用にわたっれらの残留磁化をキャンセルするため，測定に先立って試料て，近年様々な分野での研究が活発に展開されている．

の消磁を行なった．875.6 kA/m から 0 まで減衰する交流磁試料に励起光が入射されると，光電効果により真空中に光場を試料面内方向(図 2 および図 3 の縦方向に相当する)に電子が放出される．放出された光電子は，20 kV 程度に加圧印加した後，試料面垂直方向にも印加して消磁を行なった．

された引き出し電極によって一旦加速され，後段の投影レン

我々は ELMITEC 社製 PEEM SPECTOR を SPring 8 のズによって位置情報を拡大された後，最終的にスクリーンに

2 つのビームライン BL39XU(32)(35)と BL25SU(36)(37)に接続

投影される．励起光に放射光を用いる際， PEEM アナライ

して画像測定を行った．硬 X 線ビームラインである

ザには Fermi 準位から二次電子までの全ての光電子が取り

BL39XU において局所構造解析を行い，軟 X 線ビームライ込まれる．非弾性散乱を起こした二次電子が大半を占めるたンで ある BL25SU におい て磁区構造 の測定を 行なった ．

め，得られる情報は光電子収量に相当し，いわゆる X 線吸PEEM SPECTOR の 到 達 分 解 能 は 35 nm で あ り ， 視 野 径

収量と比例関係を持つ． X 線のエネルギーをスキャンしな

50 mm における 1 ピクセルは 100 nm に相当する．XAFS 測

がら連続的に画像測定を行う事で X ray

定における画像一枚あたり露光時間は約 10秒とし， Fe の K

absorption

fine

最近の研究

吸収端である 6.90 から 7.80 keV の領域で合計 421 枚の画像

at 以下， 22.5 ± 1.25 ， 25 ± 1.25 ， 27.5 ± 1.25 ， 30± 1.25 ，を取得した．また Ni の K 吸収端においても同様に，8.12か

32.5±1.25，35以上の領域と a ラメラの全領域(約 5 atNi

ら 9.02 keV の領域で連続的に画像測定を行なった．組成比Fe )をそ れぞれ選 択し， Ni K 端 の吸収 強度を積 分した ．

の規格化は Ni と Fe の K 吸収端の立ち上がりの高さから定EXAFS 解析によって得られた動径分布関数を図 2 ( e )に示性値を算出し，電子線プローブマイクロアナライザ

す．標準試料として厚さ 5 mm の純 Fe 箔を用いた EXAFS( EPMA ) を 用 い て 検 量 し ， 定 量 値 に 校 正 し た ． MCD 

測定結果と比較した．動径分布関数は Ni 組成比に依存してPEEM による磁区構造測定は Fe の L3 吸収端( 708.4 eV )を連続的に変化した． fcc と bcc 構造における第一近接原子間用いて行なわれた．キッカーマグネットを用いた 1 Hz の高

距離は 0.2485 nm と 0.2489 nm とほぼ等しいことから，第速偏光スイッチングモードを活用し，一枚当たり 20 分の露

2 近接以遠に着目して構造を比較した．20 atにおいて動径

光時間で明瞭な磁区像を得る事ができた(37)．

分布関数は約0.34と 0.44 nm 付近に明確な二本のピークが観測され，bcc である Fe 箔と良い一致を示した．Ni 組成比の

. 結 果 と 議 論

組成マッピング図( a )に走査型電子顕微鏡によるウィドマンステッテン

上昇に従って第 3 近接原子間距離に相当するピークが連続的に短距離側(約 0.42 nm)にシフトした，35 atにおいてはfcc 相の FeNi に良い一致を示す構造が確認された(39)(40)．この振る舞いは XANES の結果と一致するものであった．ま構造の金属組織を示す．幅 4 mm の細い g ラメラと幅 40 mm

た同様の振る舞いは先述の細い g ラメラにおいても確認しての太い g ラメラが a ラメラによって隔てられていることがいる．従って，ウィドマンステッテン構造においては，a ラ

確認できる．図中の丸で示された a / g 界面領域に着目して

メラは組成が均一で bcc 構造をとり，g ラメラでは界面に近PEEM 測定を行なった．得られた Ni の空間分布を図 2(b ),づくに従って Ni が偏析し，Ni 組成比の上昇に伴って bcc か(c)に示す．明るい領域ほど Ni が高濃度であることを示す．

ら fcc 構造へと相転移すること，を直接確認することができ

S / N を向上させるため露光時間 10秒の測定画像を 30枚積算

た．

している．a ラメラ中の Ni 組成は均一(Ni＝6.6 at)であった ． ま た ， 細 い g ラ メ ラ 中 で は 約 28 at  を 示 し た ( 図MCDPEEM による磁区構造解析

2 ( b ))．その一方で太い g ラメラにおいて Ni 組成比は連続

次に， MCD PEEM を用いて同じ領域の磁区構造観察を的に分布しており，界面に近づくに従って濃度が急激に上昇行った(図(a), (b))．光の入射方向は，矢印に示されるとする振る舞いが確認された(図 2( c))．これはウィドマンス

おり，界面に対して直交する配置に設定した．これはテッテン構造の典型的な特徴に一致しており，界面近傍で高[ 110]bcc 方向に相当する(図 3( a ), ( b ))．なお，赤から青に濃度の Ni が偏析していることが示唆される．


XAFS による構造解析

かけてのカラースケールは MCD 強度を示す．図 3 ( a )に示されるとおり，界面から 6 mm ， 12 mm 離れた場所において，界面と平行な横向きの縞状磁区が確認された．ウィスカ

局所結晶構造を議論するため，細い g ラメラ周辺で行なわーなどに代表される bccFe においては，通常は幅の広い長れた Ni K 吸収端の XANES 測定結果を図 2 ( d )に示す．各方形の磁区構造を示すことが知られているが，今回得られた

XANES スペクトルは図 2 ( b )における g ラメラと a ラメラ

縞状の磁区はこれと異なる振る舞いであった．縞状磁区は界それぞれの積分強度を入射光のエネルギーに対してプロット

面と平行に配置されていることから，その起源の一つとしてしたものである．矢印に示されるとおり， Ni K 吸収端のピ界面に関連することが予想される．

ーク構造は a ラメラにおいては一本であったのに対して， g

次に a/g 界面近傍に着目すると，幅約 2 mm 程度の微細なラメラでは二本であることが確認できる．様々な組成の磁区構造が確認できる．図 3(b )の矢印で示されるとおり，

FeNi 合金に対する XANES 測定では，同様の一本から二本

磁化方向は界面を挟んで[110]bcc 方向に平行，あるいは反平へのピーク分離が Ni25 at Fe を境界として確認されてお行な向きを持つ．つまり界面に対して直交し，互いに反対方

り，これは bcc から fcc への構造相転移によるものである事

向の磁化をもつ ``head on'' 構造となることが確認できる．

が報告されている(38)．従って，a ラメラでは bcc 構造，g ラ

この磁区構造は反磁場による静磁エネルギーの損失が大きメラでは fcc 構造を取ることが示唆される．この振る舞いはく，大変奇妙で通常では期待できない磁区構造である．な

Fe の K 吸収端においても同様に確認された．

お，この磁区構造は界面近傍のいたる所において観測されて次に，a/g 境界近傍における構造の変化の詳細を議論する

いる(図 3(a), (b))．通常の180°磁壁では，静磁エネルギー

ため，空間分解 EXAFS 測定を画素単位で行なった．このの損失を抑えるために磁化は界面に対して平行に向く(41) ．

領域の g ラメラにおいては FeNi 合金の bcc fcc 相転移点でまた，多結晶 FeNi の粒界近傍においては磁化は互いに同じ

あ る 25 at  を 横 断 す る 形 で Ni 組 成 が 上 昇 し て い る ． 図

方 向 を 向 く(42)(43) ． ほ ぼ 理 想 的 な Fe / Ni 界 面 と し て ， Ni2(c)において任意の Ni 組成を持つ画素を選択し，該当する( 111 )上にエピタキシャル成長させた Fe 薄膜においては，

ピクセルの X 線吸収強度を積分し XAFS スペクトルを抽出

Fe の磁化は Ni に対して，平行か直交な配向となり，界面でし た ( 図 2 ( e ) ) ． g ラ メ ラ に お け る Ni 組 成 が そ れ ぞ れ 20

磁区あるいは 90 °磁区が形成される． 90 °磁は一般的な 180 °ま て り あ 第49巻 第 3 号(2010)Materia Japan




図2

ウィドマンステッテン構造における組成と構造．
(a) 走査型電子顕微鏡像．
(b) 細い g ラメラ近傍における Ni 組成マッピング．
(c) 太い g ラメラ近傍における Ni 組成マッピング．界面近傍で Ni の偏析が確認された．
(d) 図 2(b)における空間分解 XANES スペクトルを Ni K 吸収端を用いてプロットしたもの．
(e) 図 2(c)において空間分解 EXAFS 測定を行ない，動径分布関数を g ラメラ中の Ni 組成に対してプロット
したもの．

図3

図 2(b), (c)と同じ領域における磁区構造．
(a) g ラメラと平行な横長のストライプ磁区構造が確認された．
(b) 界面近傍では headon 構造を持つ磁区構造が確認された．界面を境界にして互いに向き合う磁区構造であった．

区の発生は結晶磁気異方性による磁化容易方向の違いが主な果は無視できる程小さい．従って，今回観測された縞状磁区原因である(44)(47) ．従って head on 構造の原因は界面ミスと headon 磁区構造は通常の FeNi に見られる磁区構造とはマッチや格子緩和によるものとは考えにくい． PEEM は表全く異なる振る舞いであり，鉄隕石特有のユニークな磁区構面敏感な観測手法であるため，表面粗さに関する検討も行っ造であると結論づけられる．

た．AFM で見積もられた表面粗さは 7.37 nm であり，最も凹凸の大きい研磨傷においては深さ 10 nm，幅 100 nm であった．後述の数値計算において，このようなラフネスの効果

マイクロマグネティックスシミュレーションによる磁区構造の検証を考慮に入れて計算を行ったが，headon 磁区を再現するに観測された磁区構造を理解するため，我々はマイクロマグ

は至らなかった．加えて，様々な方向についた表面の傷は今

ネティックスシミュレーションによる検討を行なった．理論

回の縞状磁区や head on 磁区のような，決まった方位に配計算はランダウ・リフシッツ・ギルバート( LLG )方程式を置された磁区の原因になることは考えにくく，表面粗さの効解く事で実施した．計算は 3 次元モデルに特殊な境界条件を




最近の研究

導入し，単純な Fe / Ni 界面(図( a ))，と Fe / tetrataenite /図 4 ( a )に示されるように，単純な Fe / Ni 界面においてNi (図 4 ( b ))の二種類のモデルについて行われた(48)(49) ．計

は，磁区構造は単純な形状となり，headon 構造は形成され算に用いられた境界条件は，x 方向については無限遠への連ない．Fe や Ni の殆どの領域で，磁化はバルクの容易磁化軸

続境界条件， y 方向は周期境界条件， z の正方向へは自由境である〈100〉bcc あるいは〈111〉fcc を向いており，界面に接近

界条件，z の負方向は無限遠への連続境界条件とする特殊境

磁区を形成すするに従って徐々に傾き，界面で通常の 90 °界条件を導入した．界面近傍の磁区構造を議論するため，る．その一方で，Fe/tetrataenite/Ni においては磁区は大き1.6 × 6.4 × 1.6 mm3 の領域を 100 nm のグリッドサイズで計く変化し，明確に headon ドメインの形成が確認できる(図算を実施した．最表面が PEEM で観測された実験結果に対4(b))．磁区構造はそもそも全エネルギーが最小になるよう応する．なお今回は簡単の為， Ni の組成は均一とした．計に形成される． tetrataenite の結晶磁気異方性は周囲の Fe

算 に 用 い た 磁 気 モ ー メ ン ト は そ れ ぞ れ 2.2 ( Fe ) ， 1.33

および Ni と比較して飛躍的に高く，tetrataenite の磁化の向(tetrataenite)，0.6mB (Ni)とした．Fe と Ni は文献値より，

きを cant させるには高いエネルギーを必要とする．したがtetrataenite については SQUID で見積った値を利用した．

って， tetrataenite の露出した表面近傍では z 方向に働く磁また，交換スティフネス定数はそれぞれ，1.3×10－11 (Fe)，極が生じ，静磁エネルギーが増加する．一方，軟磁性体であ

1.0 × 10－11 ( tetrataenite )， 0.8 × 10－11 J/ m ( Ni )とした．磁る Fe および Ni の結晶磁気異方性は小さいので，界面近傍

気異方性エネルギーはそれぞれ上述の 4.8×104 (Fe)，3.2×

では tetrataenite 近傍で増加した静磁エネルギーを打ち消105 (tetrataenite)，－6×103 J/m3 (Ni)を用いた．磁化分布

し，かつ交換エネルギーの増加がなるべく少なくなる磁化分の計算では無磁場条件下においてランダム配置から平衡状態

布となる．表面磁極による静磁エネルギーを小さくするために収束するまで行うことで消磁効果を取り入れた．計算は様には，何処かに逆極性の磁極が生じる必要があるが， Ni 側

々な tetrataenite 膜厚1.4, 1.2, 1.0, 0.8, 0.6, 0.4, 0.2 mm につの磁化が反転したほうが Fe 側の磁化が反転するよりも交換

いて実施され，また NW と KS 配置の両者について行なわ

エネルギーの増加が小さいため，図 4(b )のインセットのよれた．ここでは厚さ 1 mm の tetrataenite の NW 配置におけうな構造となる．以上は z 方向の磁極に関する議論であるが，る計算結果を代表例として用いて議論を進める．

x 方向についても考えると磁化の大きさが tetratanite ＞ Ni

であるから，界面では磁化の x 成分が不連続となり磁極が生じる．この磁極の影響をキャンセルするためには反対の極

図4

ウィドマンステッテン構造のモデル界面におけるマイクロマグネティックスシミュレーション結果(グリッドサイズ 100 nm)．
(a) Fe/Ni 界面に対する磁区構造．
(b) Fe / tetrataenite / Ni に お け る 磁 区 構 造 ．
tetrataenite は周囲の軟磁性 Fe や Ni と比較して飛躍的に高い磁気異方性を持つため，
tetrataenite は軟磁性体に挟まれた永久磁石のように振る舞う．軟磁性体のである周囲のFe ， Ni の 磁化 は tetrataenite によ って 容 易に影響され，最終的に head on 構造を形成する．

ま て り あ 第49巻 第 3 号(2010)Materia Japan

図5

ウィドマンステッテン構造のモデル界面におけるマイクロマグネティックスシミュレーション結果(グリッドサイズ 1 mm)．
(a) Fe/Ni 界面に対する磁区構造．
(b) Fe / tetrataenite / Ni に お け る 磁 区 構 造 ． 図
4 ( b )と同様に， head on ドメインが形成された．そして界面より離れた領域においてス
トライプ磁区構造が確認された．



性をもつ磁極が生じる必要があり， tetratanite と Fe の界面の一つとして位置付け，その磁気特性を金属組織と関連づけに逆極性の磁極を生じさせる磁化分を形成する．この分布はて議論を行なった．放射光を用いた PEEM 測定により，組

head on の原因となるが，交換エネルギーを比較すると，成，局所結晶構造，磁区構造をナノスケールの空間分解能で磁壁でも head on でも同じ大きさになるので，静磁エ180 °直接観測した．ギベオン鉄隕石中の組織界面近傍に着目し測ネルギーを低下させるためには head on が好ましい．以上

定を行なった結果，界面に接近するに従って Ni が偏析し，の理由により，headon および stripe 磁区構造が系のエネル

その濃度に応じて bccfcc 構造相転移することを直接確認しギーを最小にする磁区構造として導出された．なお，この磁た． MCD PEEM 測定により， a / g 界面を境界にして互い

区構造はいずれの tetrataenite 膜厚においても共通して再現に正対する head on 磁区構造が観測された．この磁区構造

され，NW と KS 配置の両方で確認されている．

は静磁エネルギーの損失が大きく通常の Fe / Ni 界面では期

概念的には，磁気異方性が大きな tetrataenite は永久磁石待できない新奇な磁区構造であった．マイクロマグネティッ

として振舞うため，系は永久磁石に軟磁性材料の磁路が接合

クスシミュレーションの結果， tetrataenite の高い磁気異方された磁気回路であり，単純には永久磁石のまわりに磁束が性に起因して head on 磁区構造が形成されることが示唆さ還流する構造を取って静磁エネルギーを減少させると考えられた．

れる．一方，本研究の試料のように，界面においても交換結

最後に， tetrataenite 相の磁気特性に着目したアプリケー

合が顕著である単結晶の積層では，磁束と磁化の方向が異なションへの活用に関する試みを紹介したい．先述のとおり，った分布を示すことで静磁エネルギーと交換エネルギーを同

tetrataenite は通常の不規則相 FeNi に比べ，高い結晶磁気時に減少させるので，積層界面では複雑な磁区構造が形成さ異方性を示すこと，また構成元素である Fe と Ni は安価でれたと考えられる．しかし，試料表面に磁極が生じるような資源が潤沢であることから，環境に優しい磁性材料としてア

磁気回路において，磁束の還流構造と head on 磁区構造は

プリケーションへの期待も持たれる．現在，分子線エピタキ

静磁エネルギーを減少させる目的として矛盾しない分布であシー(MBE)を用いて Fe と Ni を単原子層毎に交互蒸着させることから， head on 磁区構造が tetrataenite の析出によっることで人工的な tetrataenite の創製が行なわれている(17)．

て形成されたと考えることは無理のない帰結であろう．

Tetrataenite(L10 型 FeNi)の磁化容易軸である c 軸を膜面垂また，広範囲の領域における磁区構造を検証するため，直に配向させれば，垂直磁化膜となることが期待され，磁気16×72×8 mm3 で 1 mm グリッドを用いて計算を行った．単記録媒体や磁気メモリ，スピントロニクスにおける高効率ス

純な Fe / Ni 界面と Fe / tetrataenite / Ni 界面に二種類のモデ

ピン源としての可能性があり，今後の応用研究への期待が持ルについて行なった．tetrataenite 膜厚はそれぞれ 1，2，3，

たれる．

4 mm に対し， NW と KS の両方について計算を行なった．

本研究を実施するにあたって，ご指導やご助言をくださっ

100 nm グリッドの結果と同様に，厚さ 1 mm の tetrataenite

た，高輝度光科学研究センターの脇田高徳研究員，鈴木基寛の NW 配置における計算結果を代表例として図に示す．

主幹研究員，河村直己副主幹研究員，渡辺義夫副部門長，広その結果，Fe/Ni においては単純な磁区構造となり，head

島大学の圓山裕教授，石松直樹助教，生天目博文教授，谷口on 構造は形成されなかった．その一方，Fe/tetrataenite/Ni

雅樹教授，東京大学の谷内敏之さん，尾嶋正治教授，高エネ

においては，磁区構造は大きく変化し，headon 構造が確認

ルギー加速器研究機構の小野寛太准教授各氏に厚く感謝申しされた．headon 形成は先述のメカニズムと同様である．そ上げます．実験は SPring8 利用研究課題 2004B0738NXa

して，界面より離れた領域でストライプ状の磁区構造を確認

np と SPring 8 重点ナノテクノロジー支援課題 2004A0371 

できた．ストライプ磁区構造は head on により生じる静磁NScnpNa によって行われた．国立極地研究所の船木實准エネルギーをキャンセルするために形成されるものと考えら

教授には鉄隕石の研究を始めるにあたって有意義な議論をされる．headon，及び，ストライプ磁区構造はいずれの膜厚

せて頂きました． SEM 及び EPMA 測定は広島大学自然科において，また NW と KS の両方の配向において共通して学研究支援開発センター( N BARD )の柴田恭宏氏にご協力観測された．従って， PEEM で観測された磁区は鉄隕石にいただきました．米アリゾナ州立大学の E. Bauer 氏のアド特有な磁区構造であり，界面に偏析した tetrataenite の高い

バイスは本研究を始めるに当たって心強い励ましとなりまし

磁気異方性に起因して形成された磁区であると結論づけるこた．そして，磁区形成に関する議論や，人工創成されたとができる．ウィドマンステッテン構造において，Tetrataenite に関して，東北大学金属材料研究所の高梨弘毅

tetrataenite 相は a / g 界面の至る所に偏析しており， a と g

教授よりご指導・ご助言をいただきました．この場を借りて相は決まった配向性で配置されていることから，厚く御礼申し上げます．

tetrataenite の磁気特性は鉄隕石の磁気異方性において重要な役割を果たしていることが示唆される．

.

まとめと今後の展望

我々はウィドマンステッテン構造を示す鉄隕石を金属材料




文

献

( 1 ) F. Heide and F. Wlotzka, Meteorites: Messengers fromspace,
Springer (1995).
( 2 ) 国立極地研究所編南極の科学 6 ，南極隕石，古今書院，

最近の研究

(1987).
( 3 ) Handbook of Iron Meteorites, V. F. Buckwald, Univ of
California, (1975).
( 4 ) C.Y. Yang, D. B. Williams and J. I. Goldstein: Geochim.
Cosmochim. Acta, 61(1997), 2943.
( 5 ) J. L. Kirschvink, A. T. Maine and V. Hojatollah: Science, 275(1997), 1629.
( 6 ) H. J. Bunge, W. Weiss, H. Klein, L. Wcislak, U. Garbe and R.
Schneider: J. Appl. Cryst., 36(2003), 137.
( 7 ) T. Nagata and M. Funaki: Mem. Natl. Inst. Polar. Res., 46(1987), 245.
( 8 ) M. Funaki, I. Tunyi, O. Orlicky and V. Porubcan: Antarctic
Meteorite Research, 13(2000), 78.
( 9 ) M. Funaki, M. Koshita and H. Nagai: Antarctic MeteoriteRes., 16(2003), 220.
(10) P. Wasilewski: Phys. Earth Planet. Inter., 52(1988), 150.
(11) M. Kotsugi, C. Mitsumata, H. Maruyama, T. Wakita, T.
Taniuchi, K. Ono, M. Suzuki, N. Kawamura, N. Ishimatsu, M.
Oshima, Y. Watanabe and M. Taniguchi: Appl. Phys. Express,
3(2010), 013001(12) 磁性体ハンドブック近角聡信，太田恵造，安達健五，津屋昇，石川義和編集，(朝倉書店，1975), pp. 324327, 360, 364,
782.
(13) S. Chikazumi: Physics of Magnetism, R. E. Krieger, New
York, (1964), pp. 145, 260264, 359396, 494497.
(14) H. P. J. Wijn: Magnetic Properties of Metals, SpringerVerlag,
Berlin, (1991).
(15) C. E. Guillaume: C. R. Acad. Sci., Paris, 124(1897), 176.
(16) L. Neel, J. Pauleve, R. Pauthernet, J. Langier and D.
Dautreppe: J. Appl. Phys., 35(1964), 873.
(17) T. Shima, M. Okamura, S. Mitani and K. Takanashi: J. ofMagn. Magn. Mater., 310(2007), 2213.
(18) M.Z. Dang and D. G. Rancourt: Phys. Rev. B, 53(1996),
2291.
(19) F. U. Hillebrecht, H. Ohldag, N. B. Weber, C. Bethke, U.
Mick, M. Weiss and J. Bhardt: Phys. Rev. Lett., 86(2001),
3419.
(20) H. Ohldag, T. J. Regan, J. Sh äohr, A. Scholl, F. Nolting, J.
L äuning, C. Stamm, S. Anders and R. L. White: Phys. Rev.
Lett., 87(2001), 247201.
(21) S
B. Choe, Y. Acremann, A. Scholl, A. Bauer, A. Doran, J.
St äohr and H. A. Padmore: Science, 304(2004), 420.
(22) W. Kuch, L. I. Chelaru, F. Offi, J. Wang, M. Kotsugi and J.
Kirschner: Phys. Rev. Lett., 92(2004), 17201.
(23) M. Kotsugi, W. Kuch, F. Offi, L. I. Chelaru and J. Kirschner:Rev. Sci. Instrum., 74(2003), 2754.
(24) F. Nolting, A. Scholl, J. St äohr, J. W. Seo, J. Forpeyrine, H.
Siegwart, J.P. Locquet, S. L äuning, E. E. Fullerton, M. F.
Toney, M. R. Scheinfein and H. A. Padmore: Nature, 405(2000), 767.
(25) T. Taniuchi, M. Oshima, H. Akinaga and K. Ono: J. Appl.
Phys., 97(2005), 10J904.
(26) K. Ono, T. Kinoshita and M. Oshima表面科学，23(2002),
300.
(27) M. Kotsugi, T. Wakita, N. Kawamura, T. Taniuchi, K. Ono,
M. Suzuki, M. Oshima, N. Ishimatsu, M. Taniguchi and H.
Maruyama: Surf. Sci., 601(2007), 4764.
(28) M. Kotsugi, F. Guo, M. Taniguchi, N. Ishimatsu and H.
Maruyama: Surf. Sci., 601(2007), 4326.
(29) M. Kotsugi, T. Wakita, T. Taniuchi, K. Ono, M. Suzuki, N.
Kawamura, M. Takagaki, M. Taniguchi, K. Kobayashi, M.
Oshima, N. Ishimastsu and Maruyama: eJ. Surf. Sci.
Nanotechnol., 4(2006), 490.
(30) W. Kuch, L. I. Chelaru, F. Offi, J. Wang, M. Kotsugi and J.
Kirschner: Nat. Mater., 5(2006), 128.
(31) J. St äohr, H. A. Padmore, S. Anders, T. Stammler and M. R.
Scheinfein: Surf. Rev. Lett., 5(1998), 1297.
(32) T. Wakita, T. Taniuchi, K. Ono, M. Suzuki, N. Kawamura, M.
Takagaki, H. Miyagawa, F. Guo, T. Nakamura, T. Muro, H.

ま て り あ 第49巻 第 3 号(2010)Materia Japan

Akinaga, T. Yokoya, M. Oshima and K. Kobayashi: Jpn. J.
Appl. Phys., 45(2006), 1886.
(33) K. Yamauchi, K. Yamamura, H. Mimura, Y. Sano, A. Saito, K.
Endo, A. Souvorov, M. Yabashi, K. Tamasaku, T. Ishikawa
and Y. Mori: Jpn. J. Appl. Phys., 42(2003), 7129.
(34) H. Mimura, S. Matsuyama, H. Yumoto, H. Hara, K.
Yamamura, Y. Sano, M. Shibahara, K. Endo, Y. Mori, Y.
Nishino, K. Tamasaku, M. Yabashi, T. Ishikawa and K.
Yamauchi: Jpn. J. Appl. Phys., 44(2005), L539.
(35) H. Maruyama, M. Suzuki, N. Kawamura, M. Ito, E. Arakawa,
J. Kokubun, K. Hirano, K. Horie, S. Uemura, K. Hagiwara, M.
Mizumaki, S. Goto, H. Kitamura, K. Namikawae and T.
Ishikawa: J. Synchrotron Rad., 6(1999), 1133.
(36) Y. Saitoh, H. Kimura, Y. Suzuki, T. Nakatani, T. Matsushita,
T. Muro, T. Miyahara, F. Fujisawa, K. Soda, S. Ueda, H.
Harada, M. Kotsugi, A. Sekiyama and S. Suga: Rev. Sci.
Instrum., 71(2000), 3254.
(37) T. Muro, Y. Saitoh, H. Kimura, T. Matsushita, T. Nakatani,
M. Takeuchi, T. Hirono, T. Kudo, T. Nakamura, T. Wakita,
K. Kobayashi, T. Hara, K. Shirasawa and H. Kitamura: AIP
Conferenece Proceedings, 705(2004), 1051.
(38) H. Sakurai, F. Itoh, H. Maruyama, A. Koizumi, K. Kobayashi,
H. Yamazaki, Y. Tanji and H. Kawata: J. Phys. Soc. Jpn., 62(1993), 495.
(39) S. Cherifi, C. Boeglin, S. Stanescu, J. P. Deville, C. Mocuta, H.
Magnan, P. Le Fevre, P. Ohresser and N. B. Brookers: Phys.
Rev. B, 64(2001), 184405.
(40) P. Le Fevre, H. Magnan and D. Chandesris: Surf. Sci., 352
354
(1996), 923.
(41) A. Hubert and R. Schafer: Magnetic domains, SpringerVerlag
Berlin, (2000).
(42) A. Hirohata and H. Miyajima: J. Appl. Phys., 81(1997), 5665.
(43) L. Wang, Z. Fan and D. E. Laughlin: Scripta Materialia, 47(2001), 781.
(44) G. C. Gazzadi, F. Bruno, R. Capelli, L. Pasquali and S.
Nannarone: Phys. Rev. B, 65(2002), 205417.
(45) H. Hoche and H.
J. Elmers: J. of Magn. Magn. Mater., 191(1999), 313.
(46) S. D'Addato, L. Pasquali, G. C. Gassadi, R. Verucchi, R.
Capelli and S. Nannarone: Surf. Sci., 454456(2000), 692.
(47) D. Sander, A. Enders, C. Schmidthals, J. Kirschner, H. L.
Johnson, C. S. Arnold and D. Venus: J. Appl. Phys., 81(1997),
4702.
(48) C. Mitsumata, A.Sakuma, K. Fukamichi, T. Tsunoda and M.
Takahashi: J. Phys. Soc. Jpn., 77(2008), 044602.
(49) C. Mitsumata and S. Tomita: Appl. Phys. Lett., 91(2007),
223104.
★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★
小嗣真人
大阪大学大学院基礎工学研究科博士課程修了
2001年
2001
2003 マックスプランク微細構造物理研究所 博士研究員
2003
2007 広島大学放射光科学研究センター 講師(研究機関研究員)
財団法人高輝度光科学研究センター(SPring
2007年
8/JASRI) 研究員
現在に至る．
専門分野ナノ磁性薄膜，光電子顕微鏡をはじめとする放射光分析科学に従事．現在は隕石の磁性を通じて新しい磁気デバイスへの利用を展開している．

★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★

小嗣真人

三俣千春


