2022

Annual Report2022

Cryogenic Research Center
University of Tokyo

令和４年度 低温科学研究センター年報
東京大学低温科学研究センター

表紙「世界初のサブmK連続発生装置」（写真左上）サブ mK 温度（T < 1 mK）を連続発生できる小型で取り扱いが簡便な連続核断熱消磁冷凍機（CNDR）を開発した。増強核磁性体 PrNi5 を磁気作業物質とする２つの冷却ステージを、２つの Zn 超伝導熱スイッチを介して予冷段の希釈冷凍機の混合器に直列接続する構成をもつ。2 本の黒い円筒形磁気シールド内に PrNi5 ス
テージがあり、それらの両脇に 2 つの Pt-NMR 磁気温度計が付加されている。（図左下）T = 0.72±0.01 mK を制限なく連続維持できることを実証できた。（図右下）
CNDR と希釈冷凍機の冷却力の比較。（写真右）CNDR の実証実験に用いた低温科学
研究センター・ミリケルビン量子プラットフォームの希釈冷凍機（共同利用装置）。
（詳細は技術ノートP115「サブミリケルビン連続発生冷凍機の試作(I)」に掲載。
）

巻頭言
低温科学研究センター長

島野 亮

2022 年度の低温科学研究センター年報をお届けします。
本年報は、センターの活動報告、センター内の共同利用研究室で行われた研究報告に加えて、寒剤を利用して進められている本学での広範な研究の紹介として、工、理、薬、農、医、各部局の研究室に寄稿頂いた研究ノートで構成されています。ご高覧頂けましたら幸いです。
2022 年度の液体ヘリウムの年間供給量は約 23 万 5 千リットル、液体窒素は約 49 万 9 千リットルとなり、概ね昨年度と同様の高い水準となりました。2020 年 1 月に新しく導入されたヘリウム液化機の稼働環境が改善し、その液化能力が如何なく発揮された年でした。液体窒素供
給では事前申込制を 10 月から導入したことで、集配業務の効率化が図られました。
本年度はコロナ禍による世界的な海上物流の停滞が続いたことに加え、米国ヘリウムガ
スプラントの定期修理のトラブル、見込まれていたロシアプラントの稼働の遅れも重なり、全国規模で昨年度より一層深刻なヘリウム不足に見舞われました。幸い本学では、損失ガスの補充調達に苦労しながらも昨年度並みの供給量を維持し、広範にわたる研究活動に大きな支障をもたらすことを避けることができました。コロナ禍で使命感を持って液化業務に従事された技術職員の皆様に感謝いたします。ヘリウムの調達環境が厳しくなる中で、高い
学内ヘリウムリサイクル効率の維持、改善が一層重要となりました。本センターでは、2019年度より開始したヘリウムゼロロスキャンパスプロジェクトのもとで老朽化配管や回収設備の更新を進めて参りましたが、ユーザーの皆様のご協力もあり 2022 年度は 95.9%という高い回収率を達成しました。皆様のご努力に感謝申し上げます。
共同利用設備では、昨年度に試験運用として開設した極低温量子プラットフォームの本格稼働が始まりました。10 ミリケルビン(mK)という超低温を必要とする量子技術や低温科学一般の研究者のために希釈冷凍機を共同利用に供するという初の試みです。同プラット
フォームが量子技術の発展に資することができれば幸甚です。
研究開発部門では、超流動、超伝導をはじめとする低温量子物性、低温科学に関する最先端研究が展開されています。本センターはヘリウムリサイクルシステムに資する技術開発
プロジェクト「ゼロロスジャパン」事業にも取り組んでいます。ヘリウム液化機の安定運転
にとって大敵となる不純物を簡便に検出する技術の開発や、ヘリウムの新しい貯蔵、運搬、回収技術を可能にする新規 He 吸着材を利用した低温吸着法の開発を進めています。
人事面では、福山寛先生が今年度から特任教授に就任されました。中村祥子特任助教が九州大学准教授として転出されました。また長くセンター液化供給業務にご尽力されてきた
寺岡総一郎学術専門職員が退職されました。
コロナ禍でオンライン開催となっていた研究交流会は、実に４年ぶりに対面形式で開催することができました。今回で第１４回となる本研究交流会は学内の若手研究者、大学院生
にとっての部局を越えた貴重な学術交流の場となっており、口頭、ポスター発表を通して活発な研究討論が行われました。
低温科学研究センターでは、学際融合研究施設として世界に伍する低温科学の推進を目指すとともに、東京大学の学術基盤として引き続き学内に安定して寒剤を供給できるよう努め、本学における研究活動を強く支援する所存でございます。
皆様のご協力、ご支援をよろしくお願い申し上げます。
2023 年 9 月

目次
巻頭言.................................................................................... 1
島野 亮（低温科学研究センター長）

研究ノート○ 柱状欠陥を導入した超伝導体における磁束状態 ........................................... 6
為ヶ井 強、李 文杰、加藤 幹太（工学系研究科 物理工学専攻 為ヶ井研究室)○ 希釈冷凍機温度で実現したバルク半導体中励起子のボース・アインシュタイン凝縮 .......... 12
森田 悠介（理学系研究科 フォトンサイエンス研究機構)○ リザバーコンピューティングに向けたスピンクラスターグラスの磁気緩和と短期記憶の相関 .. 18
山原 弘靖、 Liao Zhiqiang、 Sarker Md Shamim、 関 宗俊、 田畑 仁（工学系研究科 電気系工学専攻/バイオエンジニアリング専攻 田畑研究室）○ GPCR とリガンドの滞在時間を規定する構造基盤の解明 .................................. 23
上田 卓見、土田 知輝、栗田 政稔、水村 拓也、幸福 裕、竹内 恒（薬学系研究科 薬科学専
攻 生命物理化学教室）
今井 駿輔、白石 勇太郎、嶋田 一夫 （理化学研究所 生命機能科学研究センター)○ シロイヌナズナの葉緑体とミトコンドリアのゲノム編集（標的一塩基置換） ................ 28
中里 一星、有村 慎一（農学生命科学研究科 生産・環境生物学専攻 植物分子遺伝学研究室)○ WHO 中枢神経系腫瘍分類 2021（WHO CNS5）に関連した脳腫瘍の画像診断 ............... 34
黒川遼、黒川真理子（医学部 放射線医学講座)

共同利用研究室 研究実績報告○ チオシアノ金属酸イオンを構築素子とする錯体のサブテラヘルツ光吸収特性と発光温度計機能 42
物性化学研究室（理学系研究科 化学専攻）○ シリコンベース・スピン電界効果型トランジスタにおける電子スピン輸送 .................. 46
半導体・スピントロニクス研究室（工学系研究科 電気系工学専攻）○ 半導体・酸化物ヘテロ構造を利用した機能性素子の開拓 .................................. 52
ナノ物理・デバイス研究室（工学系研究科 電気系工学専攻）○ 超伝導転移端センサによる光子数識別器の研究 .......................................... 58
高橋研究室（工学系研究科 原子力国際専攻）

低温科学研究センター 各部門報告
研究開発部門 部門報告 .................................................................. 64
島野 亮、村川 智、福山 寛、大越 慎一、藤井 武則（低温科学研究センター 研究開発部門）

共同利用部門 部門報告 .................................................................. 84
共同利用設備・戸田 亮（低温科学研究センター 共同利用部門）
極低温量子プラットフォーム・福山 寛（低温科学研究センター 研究開発部門）
液化供給部門 部門報告 .................................................................. 88
阿部 美玲（低温科学研究センター 液化供給部門）

全般的な活動報告
安全講習会 ............................................................................. 96
研究交流会 ............................................................................. 98
その他
職員研修 .......................................................................... 1041.

高圧ガス保安教育令和４年度 高圧ガス保安教育（従事者向け）参加報告

2.

2022 年度分子科学研究所技術研究会 参加報告3.

日本物理学会 2023 年春季大会 参加報告

技術系職員 発表リスト............................................................. 106

技術ノート○ 電気伝導測定～端子付けの基本～ ..................................................... 108
藤井 武則（低温科学研究センター 研究開発部門）○ サブミリケルビン連続発生冷凍機の試作(I) ............................................. 115
戸田 亮、瀧本翔平、村川 智、福山 寛（低温科学研究センター ・共同利用部門、研究開発部門）

コラム
液体窒素申し込み制の導入 .............................................................. 121
阿部 美玲（低温科学研究センター 液化供給部門）

各種委員会・センター教職員名簿 ...................................................... 123
お知らせ ............................................................................... 126
編集後記 ............................................................................... 127
藤井 武則（低温科学研究センター 助教）

研究ノート

柱状欠陥を導入した超伝導体における磁束状態
工学系研究科氏名

物理工学専攻為ヶ井研究室

為ヶ井 強、李 文杰、加藤 幹太

超伝導体の磁場下の電磁気特性は、エネルギー散逸を生む磁束量子の運動により大きな影響を受ける。高エネルギー粒子線照射により生成される柱状欠陥は、磁束量子の運動を効率的に抑制し、超伝導体の臨界電流密度を大きく増大させることができる。臨界電流密度の柱状欠陥による増大の仕方はその密度・配置に大きく依存し、中間磁場で増大する場合があり、異常ピーク効果として知られている。この研究ノートでは、鉄系超伝導体、2H-NbSe2 に様々な配置の柱状欠陥を導入した場合の異常ピーク効果の振る舞いについて紹介する。

1. はじめに第２種超伝導体に侵入した量子化された磁束柱状欠陥（図１(b)）は、磁束量子と似た形状を持（磁束量子）の運動は、本来ゼロ抵抗であるはず

つため、磁束量子のピン止めに非常に有効であるの超伝導体に抵抗を生じさせる。特に、電流下でことが知られている[3]。プロトン照射等で生成さは、ローレンツ力により磁束量子の運動が誘起される点状欠陥（図１(a)）では、その密度のみがパれるため、何らかの方法で運動を抑制する必要がラメターとなるが、柱状欠陥の場合には、導入方ある。超伝導体中に自然に存在する不純物や欠陥向を変化させることにより多様なピン止めポテン

は、磁束量子に対し短距離の引力相互作用を持ち、シャルを導入することができる（図１(c)）
。さらに、運動の抑制に有効である。一方、物理的、化学的手柱状欠陥に対する印加磁場の向きによっても異な法により欠陥を導入することも可能である。中でるピン止め機構が期待される。この研究ノートでも、高エネルギー粒子線照射による欠陥導入は、は、層状の非従来型超伝導体である鉄系超伝導体

制御性の優れた欠陥導入[4,5]と従来型超伝導体 2H-NbSe2（以下 NbSe2）

方として注目されている(a)[6-8]に様々な配置で柱状欠陥を導入した場合に観[1,2]。超伝導体においてエネルギー散逸無しに流測される“異常ピーク効果”について紹介する。
(b)

2. 実験

すことのできる電流密度

粒子線照射実験では、照射方向に沿って試料中の最大値である臨界電流
密度は、通常、磁場の増大に均一に欠陥を導入する必要がある。照射粒子は(c)

と共に単調減少をする

試料中を進むにつれ、そのエネルギーを失い、あが、様々な条件下で、非単る距離進んだ時点で完全に停止する。停止するま調な変化を示すことが図１．粒子線照射によでの距離は射影飛程（Projected range）と呼ばれ、あり、“ピーク効果”と呼り導入される欠陥の本実験で用いた高エネルギー粒子の場合、数十 μm

ばれている。高エネル

例：(a) 点状欠陥、(b)である。試料の厚さが射影飛程の半分程度の厚さ

ギーの重イオンを照射

柱状欠陥、(c)スプレー

であれば、導入される欠陥はほぼ均一であると考した場合に生成される柱状欠陥。

えられる。そのため、照射実験に用いる試料は、106

Fig. 4. TEM images of (Ba0.6K0.4)Fe2As2 irradiated by (a) 200 MeV A

μm 程度の厚さにする必要がある。このとき、３次元的な物質では、試料の研磨が必要となるが、層J c ¼ cU p =U0状超伝導体では、劈開により試料を薄くすること

where e0 = (is the radiu
With this e
Au and 5.7 M
n = 1.15 nm
Jc are in reas
We addit
Fig. 5 is thein pristine a
A black das
H"1/2 depen
pinning [16dependence
dashed lines
inant pinninfields, whercolumnar dvortices, so
all vortices
BU/B ! 1/H.
columnar d
TEM images
expected.

が容易である。本研究では、試料として層状超伝導体である鉄系超伝導体の(Ba,K)Fe2As（T2c ~ 38 K）と従来型超伝導体である NbSe2（Tc ~ 7.2 K）を用SHI PARK et al.

PHYSICAL REVIEW B 97, 064516 (2018)

いた。(Ba,K)Fe2As2 単結晶は FeAs フラックスを用θCD=0(c) 30100 2 単結晶は、ヨウ素を用いたフラックス法で、
NbSe
(b)

0

いた気相成長法で作製した。粒子線照射は、照射

20

0

T=2K

T=5K

10
2
で表される。例えば、B-100
Φ= 1 T は、~5x10 /cm の

0
-50

0

x 10

-50

て行なった。柱状欠陥密度は、マッチング磁場（BΦ）
50

-50

0

柱状欠陥密度に対応し、1 T の磁場を印加したとき
H ( kOe )7x 10

H ( kOe )6(e) 10の磁束量子の密度と同じである。臨界電流密度の

0T
1T

4T

2T
3T

T=2K

測定は、低温センターから供給される液体ヘリウ
Jc( A/cm2 )58

ムで冷却することにより機能する SQUID 磁束計を用いて磁気的に評価している。測定された不可逆6磁化と臨界電流密度（𝐽𝑐 (A/cm! )）は、直方体形状

14πM ( kG )

0

0
6.8
HIMAC で、320 MeV の Au
0 照射は原研のタンデム
14.1
15.0
加速器で、2.6 GeV の U 照射は理研の RIBF を用い

5
H

(° )

10

15

!#∆% 05𝐽" = &(()&/+,)

10

θH = 0o(f )図２．
様々な柱状欠陥を導入した(Ba,K)FeAs における(a)臨界電流密度の磁場依存性（qと(b)磁化曲線（q= 0 、H//c）= ±15 、H//c、B = 4 T + 4 T）。

いる。未照射試料と比べ、照射量 B が増大するにつれ臨界電流密度が増大し、BΦ = 16 T において低の超伝導体の場合、次の式で結ばれている。
4
0

= ±15

of several tesla, which depends on several parameterssuch as gap
θH = 6.8o
size or radius0of columnar defect [10]. Weθexpect
to observe theH = 14.1o
1/2
dependence of Jc when BG is not very θlarge.
BU
H = 15.0o
In Fig. 2, we can see that at low BU region Jc is enhanced with-10 this mechanism, and when it reaches the upper
BU1/2 following
limit of Jc ! 15 MA cm"2, negative effects such as overlap of bad
superconducting-20 regions may start to win and Jc takes a constantvalue. It is also seen
T = 25that
K Jc of samples irradiated by 320 MeV Au
with BU = 32 T and 2.6 GeV U with BU = 40 and 64 T is clearly-30 15 MA cm"2, which is due to the overlapping ofdecreased from50
-50 However, since 0
50 andcolumnardefects.
the strong enhancement(Ba0.6the highest value of Jc is obtained
H (inkOe) K0.4)Fe2As2 single crystals, more efforts forapplications must be concentrated to thisx 106
material.
4
2 of
2 Jc, weIn order to justify our scenario for the BU dependence
T=5K
T = 25
K resulting Jc
estimate the pinning potential of columnar defects
andoin irradiated samples with a simple calculation. Fig.
CD4(a) and (b) are
TEM images of (Ba0.6K0.4)Fe2As2 irradiated by 200 MeV Au and3o As seen in Fig. 4(a), introduced
2.6 GeV U at BU = 8 T, respectively.
CD MeV Au are somewhatΦ discontinuous,columnar defects by 200
while those by 2.6 GeV U are more continuous in Fig. 4(b). We
can roughly estimate an average diameter of columnar defects
from these images
as 6.5 nm in (a) and 5 nmΦin (b). So we can
2

Jc( A/cm2 )0

粒子に応じて、800 MeV の Xe 照射は放医研の4πM ( kG )

θH

θ

θ =
(b)

Fig. 5. The field (H k c) dependence of Jc at 2 K in the pristine ando irradiatedCD
CDblack dashed line and red dashed lines indicates H"1/2(2.6 GeV U) samples. A
and H"1 dependence, respectively. (For interpretation of the references to color inthis figure legend, the reader is referred to the web version of this article.)

θCD=

50

0

2

calculate thdefect per u(a) (Ba,K)Fe2As21
磁場での臨界電流密度は15 MA/cm2 に達してい

10

15

0

5

10

15

る。一方、測定された 50 kOe 以下の全ての磁場(° ) （１）H(° )H

領域で、臨界電流密度は磁場の増大と共にほぼ単(G = emu/cm+ )は磁化ヒステリシス曲
ここで、∆𝑀
8. Magnetic hysteresis loops of Ba1−x Kx Fe2 As2 with bimodal splay columnar 調に減少している。図２(b)に、c
defects of θCD = ±15◦ with a total doseof B" =
8T
軸から15°傾いたfields of various線の幅であり、𝑎angles at (a) 2 K, (b)5 K, and(cm)(c) 25(𝑎K.≤
The
Jc dependence of the angle of tilted field at (d) 2 K, (e) 5 K, and (f) 25 K.
(cm)、𝑏𝑏)は試料の超対称な２方向（θCD = ±15°）に柱状欠陥をそれぞれ伝導面内の大きさである（
H//8).
c の場合）
eld in the directionof the splay plane (Fig.
Since 。 ature, the magnetization
is independent of the angle of theBΦ = 4 T で照射した場合の 25 K における磁化曲線
netization is detected only in the direction of the field,
tilted field as indicated by the flat field-angle (θH ) dependenceを示す。複数の曲線は磁場印加方向
θH を変化させexhibited in Fig.
8(d). The effect of tilted field becomesmore
ual magnetization of the sample is compensated by
実験結果および考察
3.
prominent at higher
temperatures, where
vortices are less rigid.
ying by a factor of 1/ cos(θH ). At the lowest temperたものであり、青丸が
c 軸方向に磁場を印加した

50

柱状欠陥を導入した系においては、欠陥密度場合である。式（１）から Jc を求めることができ、磁場印加(BΦ)、欠陥方向（qCD：c(b) 軸からの角度）

15

本的には第１象限が臨界電流密度の磁場依存性を
θ =

θCD=

10

また、複数の方向から柱状欠陥を導入したスプ
レー照射系では、上記に加え、各照射方向の欠陥0
非単調となり、H
p ~ 25 kOe で極大値を示すことが

図２(a)に、鉄系超伝導体(Ba,K)Fe2As2 に 2.6 GeV-5わかる。これが“異常ピーク効果”である[4]。異

-50
-5°
10°
の U イオンを軸に平行に（θCD = 0°）照射するこ
0° c 15°
5°
T=5K
θH

-10
常ピーク効果の発現の様子は、θ
H にも依存し、磁T = 25 Kとで柱状欠陥を導入した場合の臨界電流密度の磁
-100
0

50

-50

-15
場を
c 軸から傾けていくと急激に異常ピーク効果
50

0

-50

場依存性を示す[9]。磁場は
c 軸に平行に印加して
H ( kOe )H ( kOe )T=2K

5

陥の場合と異なり、臨界電流密度の磁場依存性が0
密度密度・欠陥方向を考慮する必要がある。

T=2K

CD

与えると考えて良い。図２(a)の c 軸平行な柱状欠50

4πM ( kG )4πM ( kG )θCD=るが、増磁過程と減磁過程でほぼ対称なので、基(c)100
方向（qH：c 軸からの角度）がパラメターとなる。

500H。図２(a)で見たように、c( kOe )は抑制される（図２(b)）

(e)
T=5K

7

(f )
T = 25 K

3. Summary

We have
duced by heWe found aand larger
explained b
duced defec
the upper li
est value rep
also demontion based ocontinuous
obtained val
our picture
dependence
dominant p
introduced c

軸に平行な柱状欠陥方の照射の場合には、そもそ(a)

も異常ピーク効果は生じない。図２(b)の例では、異常ピーク効果のピーク磁場は、全 BΦ（スプレー照射の場合、以降断りのない限り全照射料を単にBΦ と呼ぶ）の約 1/3 ある。ピーク磁場が BΦ と共にどう変化するかは興味ある所であるが、２つの要因から鉄系超伝導体でそれを調べることは容易ではない。鉄系超伝導体の臨界状態では、試料中に非常に大きな電流が流れているため、その電流が(b)発生する磁場（自己磁場）のため、試料の場所により磁束密度が異なる。自己磁場は𝐽. ∙ 𝑡（𝑡: 試料の厚さ）で与えられるが、10 μm 程度の薄い試料でも、照射後の臨界電流密度が大変大きい（~10 MA/cm2）
ため、自己磁場は 1 T 程度になる。この自己磁場とピーク磁場が同程度になると、試料内の場所ごとに異なる外部磁場のときに異常ピーク効果が生じるため、ただでも幅広い異常ピーク効果がさら

図３．様々な配置でスプレー柱状欠陥を導入したに磁場方向に広がる。したがって、BΦ が~3 T 以下

NbSe2 における(a)臨界電流密度の磁場依存性と(b)では異常ピーク効果の観測が難しくなる。一方、ピーク磁場の BΦ 依存性。

臨界電流密度の測定に用いている SQUID 磁束計
で印加可能な最大磁場が 5 T であるため、BΦ=15 T少する。図 3(b)にqCD = ±10 o 試料のピーク磁場 Hpを超えると、ピークが測定可能な範囲を超えてしの BΦ 依存性を示す（●）
。この図には、同じ条件

まう。後者の測定装置による制限を避けることがでの照射を 320 MeV の Au イオンを用いた場合の難しいが、前者の自己磁場の問題は、臨界電流密Hp の変化もプロットしている（▲）。この両者は、度が小さな超伝導体を用いることにより調査する

Hp の大きさの僅かな違いを除けば、ほとんど同じことが可能となる。このために、未照射状態で臨振る舞いを示していることが分かる。図 3(b)の青界電流密度が非常に小さな NbSe2 を対象に同様なの点線と赤の波線はそれぞれ、Hp/BΦ = 1/3 と 1/10

測定を行なった。

を示している。qCD = ±10 o の試料では、BΦ < 1 T で

NbSe2 の c 軸に平行に柱状欠陥を導入した場合

ほぼ Hp/BΦ = 1/3 に従って変化している。このときには、(Ba,K)Fe2As2 の場合と同様に、ピーク効果は注目すべき点は、Hp が BΦ→0 の極限で有限の切片見られない[7]。一方、各方向に BΦ=2 T で対称なを持つように見える点である。未照射試料（BΦ→0）

スプレー照射を行った場合には、 qCD = ±2.5o でではピーク効果が観測されず Hp =0 と考えられる

ピーク効果が現れ始める。ピーク効果が最も強くことから、BΦ が 0.2 T 以下の領域で Hp は BΦ に対見られるqCD = ±10 o で、広い範囲にわたり 2.6 GeV

し非線形な変化を示していることになる。一方、

U イオンの BΦ を変化させたときの異常ピーク効

320 MeV Au イオン照射試料でqCD = ±5o および果の様子を図 3(a)に示す。BΦ が 3 T+3 T ~ 5 T+5qCD = ±15o とした場合の Hp の BΦ 依存性もプロッ

T で、ピーク磁場は最大となり、BΦ がそれ以上でトしてあるが、これらの試料では BΦ がゼロになる

は、超伝導特性が悪くなると共にピーク磁場も減前に異常ピーク効果が見られなくる。qCD = ±10o の8試料の低磁場での Hp の特異な振る舞いの原因はを印加しているにも関わらず、異常ピーク効果が明らかではないが、臨界電流密度がqCD = ±10 で最全く見られないということは、この異常ピーク効

大となることと関係している可能性がある[7]。

果が、傾斜柱状欠陥の場合の異常ピーク効果とは

o次に対称スプレー照射を行なった NbSe2 におけ異なる起因を持つことを示唆している。

る異常ピーク効果の磁場角度qH 依存性を調べた。

ここで、NbSe2 に傾斜柱状欠陥を導入した先行

qCD = ±15 、BΦ = 2 T+ 2 T で 320 MeV の Au イオン

研究に関して、もう少し詳しく紹介しておく[6]。

を照射した試料に対し、異なる方向に磁場を印加

この先行研究では、qCD＝30o で 1.4 GeV の Pb イ

しながら測定を行なった。この測定では、SQUID

オンを BΦ = 3 T で照射した NbSe2 において、臨界磁束計の代わりにホール素子を用いた局所磁場測電流密度の大幅な増大に加え、顕著な異常ピーク

定から、臨界電流密度に比例する量（B - HcosqH）

効果が報告されている。この論文の著者らは、観の磁場依存性を決定した。これは、SQUID 磁束計

測されたピーク効果は自己磁場の効果[2]によるもを用いた測定では、qH を変化する度に試料を室温のであるとしているが、ピークの位置は自己磁場に戻し、角度を変える必要があるためである。２よりも 5 倍程度大きい。我々も同様な傾斜柱状欠

つのホール素子を MPMS 用の水平試料ローテー

陥を導入した NbSe2 を準備し、類似の（異常）ピー

ターの上にセットし、１つのホール素子で試料かク効果の存在を確認している。ここで再度問題とらの局所磁場を、別のホール素子で外部磁場を測なるのは、スプレー柱状欠陥と傾斜柱状欠陥を導定した。磁化測定と局所磁場による測定が同じ結入した場合の異常ピーク効果は、同じ機構による

o6.4. ANOMALOUS PEAK
EFFECTものであるかという点である。この両者の関係を果を与えることは確認済みである[10]。図４に試料の B - HcosqH の磁場依存性を様々なqH で測定し調べるため、両者を繋ぐ一連の試料を準備して実250
q ＝た例を示す。この試料では異常ピーク効果は験を行なった。ここでは、(Ba,K)Fe2As2 に関する

(a)

H
NbSe2
BΦ = 2 T + 2 T
320 MeV Au
CD = ±5º q を大きくするにつれ、
0o の時に最も顕著である。
H
200 T = 4 K

データを示す。

(G)

異常ピーク効果は抑制され、qH＝qCD＝15 では、

図５(a)は、320 MeV の Au イオンを用いて傾o150

斜柱状欠陥（ q CD ＝20 o 、B Φ = 4 T）を導入した

NbSe100
2 に傾斜柱状欠陥を導入した先行研究におい(Ba,K)Fe2As2 の磁化曲線である。qH＝qCD＝20o のと＝qCD のときに顕著なピーク効果が観測されて、qH50H = 0ºH = 3ºきに、ブロードではあるが顕著な異常ピーク効果

B - Hcos

完全に異常ピーク効果が抑制されている。これは、H = 5ºH = 6ºていることと対照的である[6]。一方、スプレー柱
H = 8ºH = 11ºが見られている。qH を減らしていくとピーク磁場

0
-10
-8
-6
-4
-2
0
状欠陥の場合には、一方の柱状欠陥に平行に磁場
H (kOe)(b) 250は急激に減少し、qH＝0o 及びqH＝-20o では、低磁

B - Hcos

(G)

NbSe2
320 MeV Au
200 T = 4 K

場に自己磁場効果によると考えられる小さなピー

BΦ = 2 T + 2 T
CD = ±15º

クが残るのみである。次に、qCD＝20o、BΦ = 4 T に加え、対称なqCD＝-20o 方向に BΦ = 1 T の柱状欠陥150を加えた試料の磁化曲線を図５(b)に示す。この試

100料でも異常ピーク効果は観測され、その形状は図２(b)の対称スプレー照射の場合と類似のものであ

50
0
-10

-8

H = 0ºH = 10º

H = 15º

H = 5ºH = 12º

H = 16º

H = 8ºH = 14º

H = 18º-6-4
H (kOe)-2る。ただし、qH＝20o のときのピークは若干低くなり、最大のピークはqH＝10-15o に移動する。既に説0

明したように、対称スプレー照射の場合には、qH

250

(c)
図４．対称スプレー柱状欠陥を導入した
H = 0ºH = 1ºH = 3º BΦ = 0.25 T + 0.25 TNbSe2
H = 5ºH = 9ºH = 10º＝0o で最も顕著な異常ピーク効果が観測される。

CD = ±10ºにおいて様々な方向に磁場を印加したときの臨
200
H = 11ºH = 13ºH = 16º

図５(c)に図 5(a)、(b)の試料に加えqCD＝±20o の対

H = 18º

B - Hcos (Oe)

界電流密度に比例する B - HcosqH の磁場依存性。
150

NbSe2
320 MeV Au
T=4K

100
50
0

9

要と思われる点をまとめておく。まず、c 軸に平行な柱状欠陥のみの場合には、異常ピーク効果は観測されない。一方、スプレー柱状欠陥や傾斜柱状欠陥の場合には、条件によって観測される。従って、その起因を c 軸に平行な柱状欠陥に無くてス
プレー柱状欠陥や傾斜柱状欠陥に有るものに求め(a)0るのが自然である。スプレー柱状欠陥の場合、図６(a)に示すような２つの異なる方向に走る柱状欠陥の交点の存在がユニークである。これらの交点が、磁束量子のダイナミクスに特異な影響を与えると考えることもできる。しかし、傾斜柱状欠陥の場合には、交点は存在しないにも関わらず類似(b)の異常ピーク効果が観測される。一般に、磁場印
加方向や柱状欠陥方向に寄らず、磁束量子は常に試料表面と垂直に交わらなくてはならない。従って、スプレー柱状欠陥および傾斜柱状欠陥を導入した系では、図６(b)に示すような柱状欠陥に捕捉

Hp/BΦ

されないキンクが表面付近に必ず生じる。このようなキンクのダイナミクスが、磁束のダイナミク
スを支配する可能性がある。このようなキンクの運動の磁束侵入や臨界電流密度の異方性に与える(c)

効果については、既に傾斜柱状欠陥やスプレー柱θH (deg)

状欠陥を導入した銅酸化物高温超伝導体の磁気光

図５．(a)傾斜柱状欠陥（qCD＝20 、BΦ = 4 T）及び学イメージングによる観察を説明するために、検(b)非対称スプレー柱状欠陥（qCD＝±20 、BΦ = 4 T

討されている[11]。しかしながら、臨界電流密度の+ 1 T）を導入した(Ba,K)Fe2As2 における臨界電流

大きさおよびその磁場依存性に関する議論はされ密度の磁場依存性。(c)３種類の柱状欠陥を持つていない。磁束量子系は多様な自由度をもった磁(Ba,K)Fe2As2 における Hp/BΦ のqH 依存性。

束量子が、その形態を時々刻々ピン止めポテンoo

シャルに対し最適化し、運動していく複雑な系で称スプレー照射試料を含めたピーク磁場のqH 依存ある。異常ピーク効果の真の理解には、この現象性を示す。ピーク磁場の最大値は、スプレー照射の元となる素過程の抽出とその時間発展の定量的試料で Hp/BΦ ~ 1/3 あるのに対し、傾斜柱状欠陥の理解が重要となろう。

試料では Hp/BΦ ~ 1/2 である。また、２方向に異な

(a)

(b)

る密度で柱状欠陥を導入した場合には、その中間の値をとる。これらの実験結果のみから明確な結論を引き出すことは難しいが、スプレー柱状欠陥

Hと傾斜柱状欠陥の場合の異常ピーク効果の発生機

図６．(a)スプレー柱状欠陥を導入した系におけ構は異なると考えるのが自然である。

る交点（赤丸）。(b)傾斜柱状欠陥を導入した系に最後に、異常ピーク効果の発生機構に関して重おける磁束（橙の実線）と磁束キンク（橙の点線）。

10

4. まとめ

T. Kambara, A. Yoshida, and A. Ichinose, Phys.
Rev. B 97, 064516 (2018).

高エネルギー粒子線を超伝導体に照射することにより生成される柱状欠陥を様々な配置で導入[5] A. Takahashi, S. Pyon, T. Kambara, A. Yoshida, andすることにより発現する臨界電流密度の異常な増T. Tamegai, J. Phys. Soc. Jpn. 89, 094705 (2020).

大（異常ピーク効果）について紹介した。複雑な構[6] S. Eley, K. Khilstrom, R. Fotovat, Z. L. Xiao, A.

造をもちうる磁束量子の集団と人工的に導入した

Chen, D. Chen, M. Leroux, U. Welp, W. K. Kwok,

柱状欠陥との相互作用で決定される新奇な現象でand L. Civale, Sci. Rep. 8 13162 (2018).
[7] W. J. Li, S. Pyon, S. Okayasu, and T. Tamegai, J.

あり、その起因の本質には未だに迫れていない。

Phys.: Conf. Ser. 1975, 012003 (2021).

しかし、より洗練された実験的な探究に加え、現実の系を模した系の時間依存 GL 方程式による大[8] T. Tamegai W. J. Li, J. Wang, Y. H. Zu, A.

規模シミュレーションの助けによりその起因が明Takahashi, S. Pyon, S. Okayasu, and A. Ichinose,

らかとなると共に、その知見が現実的な超伝導線

JPS Conf. Proc. 38, 011026 (2023).
[9] F. Ohtake, T. Taen, S. Pyon, T. Tamegai, S.

材の特性改善に寄与することを願っている。

Okayasu, T. Kambara, and H. Kitamura, Physica C
518, 47 (2015).

5. 謝辞
本研究は、大型加速器を用いた長年に渡る長時[10] T. Tamegai, L. Krusin-Elbaum, P. Santhanam, M.

間の粒子線照射実験により可能となったものであJ. Brady, W. T. Masselink, C. Feild, and F.

る。実験を根気強く続けてきてくれた研究室のメ

Holtzberg, Phys. Rev. B 45, 2589 (1992).

ンバーに感謝したい。また、照射実験では、岡安悟[11] Th. Schuster, H. Kuhn, M. Indenbom, M. Leghissa,

氏（原研）、北村尚氏（放医研）、神原正氏、吉田敦

M. Kraus, and M. Konczykowski, Phys. Rev. B 51,

氏（理研）から技術援助を受けている。加えて、欠16358 (1995).

陥構造の観察は、一瀬中氏（電中研）にお願いして

著者紹介いる。本研究は科研費（17H01141）や二国間共同研究（日本-イタリア）によりサポートされている。

為ヶ井 強
超伝導
超伝導が身近になる日を願っています。

参考文献[1] L. Civale, Supercond. Sci. Technol. 10, A11 (1997).
[2] T. Tamegai, T. Taen, H. Yagyuda, Y. Tsuchiya, S.
李 文杰

Mohan, T. Taniguchi, Y. Nakajima, S. Okayasu, M.

超伝導

Sasase, H. Kitamura, T. Murakami, T. Kambara,

実験物理学の手法を用いて、未解決の物理問

and Y. Kanai, Supercond. Sci. Technol. 25, 084008

題の解明に向けて研究しています。

(2012).
[3] L. Civale, A. D. Marwick, T. K. Worthington, M.
A. Kirk, J. R. Thompson, L. Krusin-Elbaum, Y.

加藤 幹太

Sun, J. R. Clem, and F. Holtzberg, Phys. Rev. Lett.

超伝導67, 648 (1991).

超伝導体に対する粒子線照射効果を研究しています。

[4] A. Park, S. Pyon, K. Ohara, N. Ito, T. Tamegai,

11希釈冷凍機温度で実現したバルク半導体中励起子のボース・アイン
シュタイン凝縮理学系研究科フォトンサイエンス研究機構
森田悠介

バルク半導体中に生じる励起子のボース・アインシュタイン凝縮体の直接観測は 1962 年に理論予測されて以来、長年の未解決問題であった。著者らは希釈冷凍機を用いた極低温実験と精緻なレーザー分光技術の融合により初めてこの未解決問題を解決し、励起子ボース・アインシュタイン
凝縮体の直接観測とその特徴の抽出に成功した。

1. はじめに
半導体に光を照射することによって生成される、

2.過去の研究

伝導帯に存在する電子と価電子帯に存在する正孔励起子がボース統計性を有する準粒子として記は、クーロン引力を通じた相互作用をもとに様々述されていることに着目し、ボース・アインシュ

な基底状態を取る。これらは固体の“真空中”に生

タイン凝縮の実現を理論的に予測されたのが1962

じた粒子と反粒子が作り出す物質相として捉える年であった[2]。この理論予測以降、世界的に実ことができ、電子正孔系と呼ばれる。今回紹介す験的な検証が進められた。励起子系は冷却原子なる励起子系も電子-正孔系がガス温度や密度など

ど他の系と比較しても、質量が小さく期待されるの実験的に制御可能なパラメータに応じて形成す

BEC転移温度が比較的高いという特徴がある。さる、豊富な種類の物質相の一つである。励起子は、

らに、結晶を励起する光の強度で密度を容易に制電子と正孔が一個ずつクーロン引力によって引き御できる点や、結晶の冷却を通じて励起子系も冷合い、水素原子様の束縛状態によって作られる準却が可能という点で制御性の高い系であるのが、粒子であり、半導体が有するバンドギャップエネ

BECを目指す上で有利な点とされてきた。一方でルギー以上の光で励起することで生成される。過励起子は有限寿命であるために、冷却過程と寿命去の研究ではその他の物質相である電子-正孔プの競合で到達温度が制限されるのが難点である。

ラズマや電子-正孔液滴など、他の相も観測されてそのためBEC実現の一番の有力候補とされてきたいる。しかし、バルク半導体中の励起子ボース・アのが、特異的な長寿命を有する亜酸化銅バルク結

インシュタイン凝縮体(BEC)の直接観測は、1962

晶中の励起子であった。
亜酸化銅中の励起子の基底状態は、一番低いエ

年に提案されて以来、光物性物理学の「聖杯」としネルギーの伝導帯の電子と一番高いエネルギーのて長く探し求められてきた。
著者らは、希釈冷凍機を用いた極低温実験技術

価電子帯の正孔からなる黄色系列励起子の、1s束とレーザーを用いた光学実験技術を組み合わせた縛状態である。この1s束縛状態は電子と正孔のス

世界的にもユニークな手法で励起子 BEC の直接

ピンに応じてオルソ励起子、パラ励起子に分類さ観測を実現し、60 年続いた未解決問題を解決するれる。高密度1sオルソ励起子の発光スペクトルがに至った[1]。

ボース統計分布に従った形状を示すことが明らかになった実験[3]を皮切りに、液体ヘリウム温度12(~2 K)でのオルソ励起子の高密度状態観測の実験なる。また3次元ポテンシャル中に集めることでが進められていった。しかしながら“量子飽和"

BEC転移時に運動量空間のみならず、実空間でのと呼ばれる現象が観測され[4]オルソ励起子がBEC

凝縮も期待される。そこで観測されたのは高密度転移条件に到達しないと議論された。その後1sオ状態でBEC転移を示唆する特有の現象であった。

ルソ励起子より12 .1 meV低いエネルギー準位に“緩和爆発”と呼ばれるこの現象[13]は、BEC転位置する1sパラ励起子がBEC実現の候補として注移に伴うボース誘導散乱と非弾性散乱ロスが組み目を集めた。1sパラ励起子の光学遷移はスピン禁合わさった結果であり、水素原子のBEC[14]でも制であるために再結合過程が制限を受けて例外的

非弾性衝突に起因して観測された現象である。こな長寿命(~μs)を有し[5]、いくつかの実験によのように励起子温度800 mKでの実験結果は、BEC

りパラ励起子のBECに関する報告がなされた。[6]転移を実現することに成功したものの、非弾性散

ところが、1990年代に報告された励起子数を定乱に起因する緩和爆発から凝縮体は安定せず、直量的に求める実験[7]から、オルソ励起子間の二接的な観測はできなかった(図1)。

体の非弾性散乱の頻度が理論予想[8]より3桁以上高い(A~10-16 cm3/ns)ことと、生成されるオルソ励起子の密度が発光スペクトルの解析から推定される量より低いことが明らかになった[9]。この結果により、当初の予想であった液体ヘリウム温度(~2 K)での励起子BECの実験的な検証は困難な
図 1 励起子発光空間分解スペクトルものと目されるようになった。
その後パラ励起子間の非弾性散乱のレートにつ白線が歪み誘起トラップポテンシャルの形状をいても実験的に評価がなされ[10]、10-16cm3/nsで示す。BEC 転移を迎える条件で“緩和爆発”が生あるということが明らかになった。このレートよじ、白矢印より高エネルギーな位置に励起子信号

り、目標とされてきた液体ヘリウム温度(~2 K)でが現れている[11]。

のBEC転移密度1017 cm-3の下、実効的な寿命が ps
オーダーまで減少し、十分な冷却が行えない条件

3. 希釈冷凍機を用いた極低温光学実験であるということが判明した。先行研究[11]では先行研究では、励起子BEC転移を示唆する“緩3

この結果を踏まえて、 He冷凍機を用いて結晶を和爆発”が観測された。しかし安定した凝縮体の300 mKまで冷却してパラ励起子をサブ K領域まで

形成とその観測のためには、より非弾性散乱を抑

16-3cm )ことで非弾えた条件でのBEC転移を実現する必要があると明性散乱の影響を減らす実験が行われた。この際低らかになった。このことからパラ励起子BECを対温ではパラ励起子の拡散係数が非常に大きくな象とした研究は、より低密度(1015 cm-3)でのBEC

り、結晶中で高密度状態を作るのが難しいという転移が可能な極低温領域(~100 mK)での実験が中問題点が存在していた。そこで採用されたのが結心となっていった[15]。

冷却し、転移密度を下げる(10

晶中に非一様な歪みを形成することで生まれるト

3

He冷凍機での温度領域より更なる極低温でのラップポテンシャルを利用した手法[12]である。

実験を行うために希釈冷凍機を用いた光学実験を本手法でパラ励起子が結晶全体に拡散することな

著者が所属していた五神研究室が開始した。五神

くポテンシャルの底に収集される。その結果励起研が導入したのはoxford instruments社製の無冷パワーをあげずに高密度状態を作ることが可能と媒冷凍機(DR400)であった。無冷媒であることか

13

らほぼメンテナンスフリーで数ヶ月単位の長時間に、亜酸化銅中のパラ励起子発光は微弱であるた運転が可能となり、数日に渡る長時間測定を必要

め極力集光する必要があった。そこでサンプルのとする本研究で重要な役割を果たした。

すぐ近くに、極低温下でも位置をサブミクロンス

希釈冷凍機の運転を維持する上で必要なメンテ

ケールで微調整できるピエゾ駆動のレンズホル

ナンスは、運転中に混入する不純ガスを回収するダー機構を設置して集光レンズによって発光を集ためのLN2 trapを保つことである。ここで低温科

光できるようにした。

学研究センターから供給を受けてLN2を専用のタ

このような実験系を組み上げて亜酸化銅結晶を冷ンクに貯蔵して運用した。

却し、パラ励起子を生成する実験を行なった。安

本研究では、導入した希釈冷凍機を元に実験系

定した凝縮体を生成するために励起子温度を先行を組んだ。その特徴を取り上げる。一つ目の特徴研究で報告された800 mKより低下させることを目は可視光を通す窓を取り付けていることである。

指し、結晶を38 mKまで冷却している。しかしな

これは励起子を生成するための励起光をサンプル

がら、励起子温度がどの程度まで低下するかは決ステージに導入し、かつ励起子からの発光を観測して自明ではないものであった。初めに述べたとするためであった。しかし光学窓が取り付けられおり、励起子はその寿命のうちに熱浴である格子

ることは熱輻射がサンプルステージに到達するこ系との相互作用(フォノンの放出)によって冷却さとを意味するため、希釈冷凍機温度(≦100 mK)をれる。著者らは、LAフォノンと励起子の相互作用保つことが困難になる。本研究で用いた無冷媒希のみでは冷却に制限があり、励起子温度は800 mK

釈冷凍機はmixing chamber 温度100 mKで冷却能までしか低下しないことを発見した。さらに、結力400 μWを有する装置であったが、さらに光学晶に歪みをかけることでパラ励起子と相互作用が窓の材質・大きさを入念に設計することでmixing

可能になるTAフォノンの役割に着目し、結晶に応chamber温度38 mKを実現した。二つ目の特徴はサ

力をかけるほど励起子の到達温度が結晶温度に近ンプルステージ内にピエゾ駆動レンズステージをづくことを確かめた。その結果、励起子温度とて設置したことにある。先行研究同様、結晶に局所は世界でも前人未到の最低温である97 mKを実現的な歪みを加えることで励起子をトラップさせるすることに成功した[15]。

ことが低温での高密度状態を作る上で重要であ

4. 励起子凝縮体の観測る。そこで結晶に歪みを加えるための加圧用レン
ズをサンプルステージ内に取り付けている。この3 章で紹介した通り希釈冷凍機を用いた実験系

レンズをピエゾ駆動で希釈冷凍機のシールドを開を立ち上げ、励起子温度としては前人未到の 97

けることなく外部制御できるようにした。さらmK という極低温を実現した。この結果により、安定した凝縮体の生成と観測への期待が高まった。
著者らは従来の手法である励起子発光分光を
ファイバーラマンレーザーによる高強度励起の下行った。その結果、希釈冷凍機温度において初めて観測されたのが“励起子が発光しなくなる”という現象であった[1]。図 3 の青点で示されている

図 2 希釈冷凍機内のサンプルステージの様子。

のはトラップ中心からのパラ励起子発光強度と励

中央の赤黒い結晶が亜酸化銅結晶である。結晶起パワーの関係である。Mixing chamber 温度は 64の後ろに集光レンズ、下に加圧レンズが配置さmK で測定した(後述する通りこの際励起子温度は

れている。

14

170 mK であった)。この結果から励起パワーが大に寄与する励起子の数は増えずに飽和が生じるこ

きくなると、励起子の発光強度が強く飽和する様ととなる。とりわけ凝縮体ができた場合には、励子が観測されている。一般に励起子の密度が上昇

起パワー上昇に伴い増加した励起子は全く光らなすれば発光に寄与する励起子の数も増え、発光強い状態に遷移するため強い飽和が起きると推測さ度が上昇することが期待される。しかしながら極れる。これらが本測定で観測された強い飽和と関

低温高密度で観測された強い飽和は、発光強度が連していると考えられる。

ほぼ増えないという不思議な結果を示している。

このように従来の発光分光を極低温領域で行っこの結果は、下に説明する通り、ボース統計性にたことで BEC 転移を示唆する結果が得られた。し起因する量子縮退を示唆した現象と言える。

かしながら、上記の考察により直接遷移発光に凝縮体は寄与せず直接観測は行えないことも明らかになった。そこで著者らは新たに中赤外吸収イ
メージング法を適用することにした。これは水素原子様の束縛状態を有する励起子において、1s 状
態から 2p 状態への双極子遷移に相当するエネル
ギーの光を入射すると吸収過程が生じることを利用した手法である。励起光が導入された時とされていない時の中赤外プローブ光の強度の差分と双図 3 トラップ中心における励起子発光強度(青極子遷移モーメントから励起子密度を正確に決定丸)と中赤外誘導吸収量(赤点) mixing chamber

できる。さらに直接遷移発光分光と異なり、運動

温度 64 mK。横軸は発光強度と密度が比例関係

量保存則の要請から凝縮体の観測ができないとであると仮定した場合に求められた密度、中赤外

いった制限を受けないという特徴がある。

誘導吸収量から求められた密度を示す。緑線は励

著者らは、希釈冷凍機を使用した実験系で中赤

起子温度 170 mK での BEC 転密度[1]。

外吸収イメージングを試みた。しかしパラ励起子

従来、普遍的な実験手法である発光分光は、励の 1s 状態から 2p 状態への遷移波長が 9.8 μm と起子の直接遷移発光とフォノンサイドバンド発光

いう波長に相当し、室温の黒体輻射のピークと重を対象として行う。本研究ではパラ励起子の直接なるという問題点があった。希釈冷凍機に中赤外発光を対象に観測を行った。その際注意する必要

光を透す窓を取り付けると、外界の熱線が大量に
aThermal shieldsがあるのが放出される光子と励起子との間の運動量保存則である。光子は非常に速度が大きいため基本的には運動量ゼロと見做した垂直遷移という想定をすることが多い。しかしながら、厳密に考Windows

Sample(scan)
HgCdTephotodiode

えると運動量はゼロではない。放出される光子とPump laser

同じ運動量を有する励起子の運動エネルギーは温Luminescence
To spectrometer

度に換算すると 120 mK に相当し、本研究で到達しNarrow bandpass filter
Mirrors

た励起子温度と同程度である。よって低温高密度
Mid-infrared probe lightになり密度が上昇するとボース統計性に由来する

図 4 希釈冷凍機を用いた中赤外イメージングの量子縮退でエネルギー低い状態がより埋まること概略図。シールドに中赤外光と可視光を通す窓をになる。その結果、励起子密度上昇のわりに発光取り付けている。

15

流入する。これは極低温実験の常道に反するよう

Tmix=64 mK
Excitoncondensate

な実験となる訳である。そこで我々は光学窓材の開口を制限し、なおかつ狭帯域のバンドパスフィ

kink

ルターを適用することで熱線の流入を極力防ぎ、結晶温度 64 mK でのイメージングを実現した。この時の励起子は中赤外プローブ光を導入した状態
でも 170 mK まで冷却された状態となっていた。
この実験系の下、励起パワーを変えながら行ったトラップ底の励起子密度測定した結果が図 3 の赤点で示されている。この結果から、励起子密度は上昇するものの、発光に寄与する励起子の数は増加しないという上記の考察を支持する結果が得

図 6 パラ励起子の動径方向密度分布。黒破線

られた。さらに励起子密度が BEC 転移密度を超え

は、熱分布に対応したガウス分布関数。励起パ

ることが確認された。

ワー1.6 mW 以上では kink が生じている。
的な分布に加えて凝縮体分布が中心に現れる。このようにして著者らはついに凝縮体の直接観測を実現した。
さらにこの局所的な高密度信号が凝縮体である
ことを確認するために mixing chamber 温度を変図 5 中赤外誘導吸収イメージングによって得らえながら実験を行った。励起パワー1.6 mW の場合れた励起子密度分布。左から励起パワー88 μ

mixing chamber 温度 400 mK 以上で高密度信号がW、1.6 mW、8.8 mW の結果。

消失した。この際、凝縮体の密度と高密度信号出さらに吸収イメージングを行い、励起子密度分

現の閾値温度から計算される転移密度が一致した。

布が得られた(図 5)。励起パワー1.6 mW を超える

このようにして励起子の凝縮体観測に成功したと励起子分布の中心に局所的な高密度信号が現れが、さらに凝縮体の特徴を抽出するような解析をている。このとき局所的な高密度信号が現れる閾

行った。図 6 ではトラップ中心の凝縮体の広がり値となる密度(1.7×1015 cm-3)は励起温度 170 mK のが密度の上昇とともに大きくなっていることを示

BEC 転移密度と一致している。さらに、凝縮体の実している。粒子密度上昇に伴う凝縮体の膨張は、空間上での大きさは理論上、トラップポテンシャ

斥力相互作用する冷却原子系ではよく知られた現ル中の基底状態の波動関数の広がりとなる。ここ象である。斥力相互作用する冷却原子系の解析手で現れた局所的高密度信号は中赤外イメージング法に倣って、Gross-Pitaevskii 方程式を適用し励の分解能極限で得られる基底状態の波動関数の広起子間相互作用の大きさを見積もると、s 波散乱がりと一致している。よってこの局所的な高密度

長 4 nm が得られた。この結果はモンテカルロシ

信号は凝縮体であると考えられる。

ミュレーションを用いた過去の数値計算[16]と矛

この励起子分布を密度分布の中心からの距離で盾しない結果となっている。

動径方向分布として書き表したのが図 6 となる。

さらに全粒子数に対しての、凝縮体を形成してこの図からも明らかな通り、励起パワーが 940μW

いる粒子の数の割合(condensate fraction)の温

以下では密度分布はガウシアン分布で表される熱度依存性について評価した(図 7)。condensate

的な分布となり、励起パワーが 1.6 mW 以上では熱16

Phys. Rev. Lett. 43, 1123 (1979).

fraction の最大値は励起パワー1.8 mW の時 0.013[6] D. Snoke, J. P. Wolfe, and A. Mysyrowicz,

であり、励起パワー8.8 mW の場合は 0.016 であっPhys. Rev. Lett. 64, 2543 (1990).

た。上記の通り励起子間相互作用は斥力であると推察されている。しかしながら、斥力相互作用を[7] K. E. O’Hara, J. R. Gullingsrud and J. P.

有する典型的な冷却原子系と異なり、condensate

Wolfe, Phys. Rev. B 60, 10872 (1999).

fraction の最大値が大きく 1 を下回った。冷却原[8] G. M. Kavoulakis, and G. Baym, Phys. Rev.

B 54, 16625 (1996).

子系では見られなかったこの特徴的な結果は、有[9] K. E. O’Hara and J. P. Wolfe, Phys. Rev. B

限寿命である励起子が常に励起光によって生成さ62, 12909 (1999).

れている系である、すなわち非平衡開放系の複合[10] K. Yoshioka, T. Ideguchi, A. Mysyrowicz,

ボソンであるという特徴を反映している可能性がand M. Kuwata-Gonokami,Phys. Rev. B 82,

ある。

041201 (R) (2010).
[11] K. Yoshioka, E. Chae and M. KuwataGonokami, Nat Commun 2, 328 (2011).
[12] D. P. Trauernicht,J. P. Wolfe and A.
Mysyrowicz, Phys. Rev. B 34, 2561 (1986).
[13] T. W. Hijmans, Y. Kagan, G. V. Shlyapnikov
and J. T. M. Walraven Phys. Rev. B 48,
図 7 Condensate fraction と mixing chamber 温

12886 (1993).

度の関係。青丸が励起パワー1.6 mW の時の結果、[14] D. G. Fried, T. C. Killian, L. Willmann, D.

赤丸が励起パワー8.8 mW の時の結果を示す。

Landhuis, S. C. Moss, D. Kleppner, and T.
J. Greytak, Phys. Rev. Lett. 81, 3811

これらの成果は、60 年来の理論予想を検証し懸(1998).

案が解決しただけでなく、非平衡解放系における新たな量子凝縮体の発見でもある。今後もその性[15] K. Yoshioka, Y. Morita, K. Fukuoka and M.

質を調べるべく極低温実験を進める予定である。

Kuwata-Gonokami, Phys. Rev. B 88,
041201 (R) (2013).
[16] J. Shumway and D. M. Ceperley, Phys.

参考文献

Rev. B 63, 165209 (2001) A. E. Golomedov,[1] Y. Morita, K. Yoshioka and M. Kuwata

Y. E. Lozovik, G. E. Astrakharchik and J.
Boronat, Low Temp. Phys. 189, 300 (2017)

Gonokami, Nat. Commum. 13, 5388 (2022).
[2] J. M. Blatt, K. W. Böer and W. Brandt,

Phys. Rev. 126, 1691 (1962).

著者紹介[3] D. Hulin, A. Mysyrowicz and C. B. á la

森田悠介

Guillaume, Phys. Rev. Lett. 45, 1970

光物性物理学(1980).

現在は、励起子のボース・アインシュタイン[4] D. Snoke, J. P. Wolfe and A. Mysyrowicz,

凝縮体の研究と共に、光励起状態を対象とした光電子分光実験に取り組んでいる。

Phys. Rev. Lett. 59, 827 (1987).
[5] A. Mysyrowicz, D. Hulin and A. Antonetti,

17

リザバーコンピューティングに向けた
スピンクラスターグラスの磁気緩和と短期記憶の相関工学系研究科 電気系工学専攻/バイオエンジニアリング専攻 田畑研究室
山原 弘靖, Liao Zhiqiang, Sarker Md Shamim, 関 宗俊, 田畑 仁

リザバーコンピューティング（RC）は時系列データのパターン認識に代表される、時系列情報処
理に適した機械学習の枠組みの一つで高速な学習が可能となり、学習性能はシステムの非線形性と短期記憶に依存する。物理実装において、スピントロニクス RC は不揮発性・小型化・低消費電力化が期待されているが、そこで用いる磁性材料の短期記憶性能に着目した研究は少ない。様々な磁性材料の中で、スピングラスは遅い磁気緩和を示し、優れた脳型機能模倣（例えば、短期記憶性能）を示すことが期待される。本研究ではスピングラスの短期記憶容量を一般的なベンチマークに基づいて定量的に評価した。その結果、スピングラス挙動を示す Co,Si 置換 Lu3Fe5O12 薄膜は非置換
フェリ磁性薄膜と比べて優れた短期記憶容量を示すことが明らかとなった。スピングラスは短期記
憶性能の観点から、RC の性能向上に寄与することが期待される。

1. はじめにリザバーコンピューティング（RC）は時系列パ
ターン認識に適した機械学習手法の一つである。
RC は図 1(a)に示すように入力層・リザバ・出力層で構成される。時間 t におけるリザバの状態は次式で表される。
𝑥⃗(𝑡) = 𝑓[𝑊in 𝑢⃗⃗(𝑡) + 𝑊𝑥⃗(𝑡 − 1)](1)

ここで𝑥⃗、𝑢⃗⃗はリザバの状態ベクトルと入力ベクト
ル、𝑊in 、𝑊、𝑊outはそれぞれ「入力層とリザバの間」、「リザバ内」、「リザバと出力層の間」の結合重
み行列、𝑓は活性化関数である。𝑥⃗(𝑡)を含む状態行
列を𝑋とすると出力行列𝑌は𝑌 = 𝑊out 𝑋(2)で与えられ、𝑊outが学習パラメータである。
リザバ部をハードウェア実装に適した物理系で実現するシステムを物理 RC と呼び、物理リザバには非線形性と短期記憶が要求される（図 1(b)）
。
物理リザバには水の波面、電子回路、ナノ材料、
光、ソフトロボット、培養細胞、強誘電体デバイ

図 1．(a)典型的な RC の概要図、(b)物理 RCス、スピントロニクスなど、様々な物理系が報告の概要図、(c)スピングラスを物理リザバとして用いた物理 RC の概要図。

18

(a)

されている[1]。本研究では物理リザバとしてスピングラスに着目した（図 1(c)）
。スピングラスはランダムネスとフラストレーションのスピン相互作
用によってスピン凍結温度（Tg）以下の低温でスピンが凍結した状態をとる物質である。スピングラス状態では遅い磁気緩和に基づいて温度や磁場の履歴を記憶するエージングメモリ効果を示すが、RC の短期記憶容量への影響は議論されていない。

(b)

本 研 究 で はス ピ ンク ラ ス タ ーグ ラス
Lu3Fe4Co0.5Si0.5O12 (LFCS)薄膜の短期記憶性能
を RC の性能評価で一般に用いられる短期記憶タ
スクを用いて定量的に評価し、フェリ磁性
Lu3Fe5O12 (LuIG)と比較した[2]。

2. 実験方法
スピン波伝搬において低い Gilbert ダンピング定数を示すフェリ磁性体ガーネットフェライト
LuIG に対して、磁気異方性の強い Co2+および非磁性 Si4+を置換することによりランダムネスとフ(c)

ラストレーションを導入した LFCS スピンクラス
ターグラスを作製した[3]。試料はパルスレーザー
堆積法によって、非磁性 Y3Al5O12 (YAG) (111)基板上に成膜した。磁気特性は東京大学低温科学研究センターの共同利用装置 SQUID 磁化測定装置
MPMS-5S を用いて評価した。図 2(a)に LFCS 薄

図 2．(a)LFCS 薄膜の ZFC-FC 過程の磁化温膜の DC 磁化率温度依存性を示す。スピングラス

度依存性、(b)各温度における磁気緩和（磁化の特徴であるゼロ磁場冷却（ZFC）-磁場中冷却（FC）過程の分岐が顕著にみられる。Tg は ZFC

時間依存性）、(c)規格化した時定数の温度依存過程におけるカスプの温度で決められ、50 Oe、性。

図 2(b)に 10、80、150、225、300 K における磁気物理の概要図、(c)スピングラスを物理リ
図 3 RCは LFCS、LuIG
薄膜の短期記憶試験の概要
ザバとして用いた物理 RCの概要図。
図を示す。LFCS、LuIG
薄膜の磁化時間依存性は緩和を示す。緩和過程は拡張指数関数𝑀(𝑡) = 𝑀0 +PPMS-VSM（振動試料型磁力計）で測定した。入

𝑀1 exp⁡[−(𝑡/𝜏)𝛽 ]（τ は時定数）でフィッティングさ力数列𝑢⃗⃗(𝑡)と入力重み行列𝑊in はコンピュータでれ、0~1 の範囲に規格化した τ の温度依存性を図

生成され、マスク処理した𝑊in 𝑢⃗⃗(𝑡)に従って時間変2(c)に示す。τ はスピン凍結温度直下の 150 K 付近

化する印加磁場に変換される（{0, 1}→{0, A Oe}）。

で最大値を示し、高温ではフェリ磁性相、低温で各 2 値コードに対して、PPMS-VSM で 100 s、面内はスピンが強固に凍結した状態を取るため減少すに印加する磁場として入力される。磁化は𝑥⃗(𝑡)とる。

してすべての時間ステップで測定し、状態行列 X

200 Oe の磁場でそれぞれ 220 K、150 K である。

19

(a)

(b)

図 3．スピングラスをリザバに用いた物理 RCの実験概要図。
を得る。出力行列 Y と X から𝑊outを学習する。
短期記憶は以下の手順で評価する。2 値数列
𝑠𝑖𝑛 ∈ [0,1]をランダムに生成する。
𝑠𝑖𝑛 は Bernoulli 分(c)

布に従って、0, 1 はそれぞれ p=50%, 1−p=50%の確率をとる。N 番目、遅延長 d の理想値（教師データ）は𝑦(𝑁, 𝑑) = 𝑠𝑖𝑛 (𝑁 − 𝑑)で表される。本研究では𝑠𝑖𝑛 は 200 のランダム生成された 2 値コードで、安定するまでの最初の 30 を削除し、130 を訓練
データ、40 を検証データに用いた。𝑊𝑜𝑢𝑡 の学習にリッジ回帰を用い、下記を計算式とした。
𝑊𝑜𝑢𝑡 = (𝑋 𝑇 𝑋 + 𝜆𝐼)−1 𝑋 𝑇 𝑌

(d)

(3)

ここで I は単位行列、λ は 10−8 の定数である。予測
出力𝑦𝑝 (𝑁)は式(2)によって得られ、𝑦𝑝 (𝑁)と𝑦(𝑁, 𝑑)の一致度は次式の決定係数で計算される。
𝐶𝑜𝑣[𝑦𝑝 (𝑁),𝑦(𝑁,𝑑)]2𝑟STM (𝑑)2 = 𝑉𝑎𝑟[𝑦 (𝑁)]×𝑉𝑎𝑟[𝑦(𝑁,𝑑)]𝑝(4)

ここで𝐶𝑜𝑣[𝑦𝑝 (𝑁), 𝑦(𝑁, 𝑑)]は𝑦𝑝 (𝑁)と𝑦(𝑁, 𝑑)の共分
散、𝑉𝑎𝑟[∙]は分散を示す。𝑟𝑆𝑇𝑀 (𝑑)2 ∈ [0,1]であり、

図 4．(a)LFCS 及び(b)LuIG の短期記憶容量、遅延系列を予測出力として復元できていれば、(c)LFCS 及び(d)LuIG の𝑟STM (𝑑)2。入力 2 値数

𝑟𝑆𝑇𝑀 (𝑑)2 は 1 に近い値をとる。短期記憶容量は次

列{0, 1}は印加磁場{0, 100 Oe}に変換された。

式で与えられる。
𝑑max
𝐶 = ∑𝑑=1
𝑟STM (𝑑)2(5)

本研究の実験系では𝑑max > 20のとき𝑟𝑆𝑇𝑀 (𝑑)2 の

3. 結果と考察

値は 0.01 より小さいため、𝑑max = 20とした。

A=100 Oe における LFCS、LuIG 薄膜の短期記憶容量を実験的に評価した。図 4(a,b)はそれぞれ

20

LFCS、LuIG 薄膜の冷却過程と各温度における短期記憶容量、図 4(c,d)は遅延長 d に対する𝑟STM (𝑑)(a)2変化（忘却曲線）を示す。LFCS 薄膜において、ZFC、
FC 冷却ともに 150 K で短期記憶容量は最大値を示した。短期記憶容量の温度依存性は前述の磁気緩和によって得た時定数 τ を反映している。定性的にはスピングラスの多谷ポテンシャル構造における障壁高さの温度変化で理解でき、低温（10 K）で(b)

はスピンが凍結し、ポテンシャル障壁が高いため磁気緩和が制限される。一方、高温（300 K）ではスピン凍結が融解し、フェリ磁性相において多谷
ポテンシャル構造の準安定状態が消失する。従って、短期記憶容量は 10 K 及び 300 K では短期記憶容量が減少したと考えられる。スピン凍結温度直下の 150 K において LFCS 薄膜はスピングラス挙(c)

動を示し、準安定状態を遷移する遅い磁気緩和によって短期記憶容量は増加する。遅延長 d=1 はPPMS-VSM における測定間隔 100 s を意味しており、LFCS は秒単位の短期記憶性能を有している。
スピン波遅延線を用いたリング共振器 RC の短期
記憶はマイクロ秒のオーダーであり[4]、スピンク
ラスターグラスは優れた短期記憶性能を有することを示唆している。一方、LuIG 薄膜は有効な短期(d)

記憶容量を示さなかった。図 4(d)に示すように各遅延長 d において𝑟STM (𝑑)2のエラーバーが大きく、
LFCS と同じ測定系でもフェリ磁性 LuIG の短期記
憶容量は非常に小さいことがわかる。
LFCS 薄膜は短期記憶を示す一方、拡張指数関数の磁気緩和に基づいてシミュレーションした短期記憶容量は約 2 であり、実験系では短期記憶性能

図 5．(a)ランダムに生成された 2 値数列、(b)2が低下している。図 5(a,b)はランダム生成された 2

値数列に従って PPMS-VSM で印加した入力磁値数列と 2 値数列に従って PPMS-VSM で印加し場、(c)150 K における LFCS 薄膜の磁化応答とた入力磁場を示す。
理想的には図 5(a)のように 2 値

磁気緩和、(d)磁場入力と磁化出力の相関曲線。

数列は即座に 0, 1 間を切り替わるが、実際には図5(b)のように遷移過程が生じる。さらに図 5(c)の磁磁化出力の相関曲線とともに入力及びノイズによ

化曲線のようにスピングラスの磁化過程はノイズる緩和方向を示す。入力による緩和は図 5(b)からを含んでいる。従って、入力情報とは独立したラ

3-4 s が見積もられ、2 値数列の期間（100 s）と比ンダムな緩和が導入される。図 5(d)に磁場入力とべて明らかに短い。
さらに先行研究では物理 RC の21

短期記憶容量はノイズによって約 1 減少する例が[2] Z. Liao, H. Yamahara, K. Terao, K. Ma, M.

報告されている[5]。従って、短期記憶を抑制する

Seki, H. Tabata, Sci. Rep. 13, 5260 (2023).

主な原因はノイズによって導入されるランダムな[3] H. Yamahara, M. Seki, H. Tabata, J. Magn.
Magn. Mater. 501, 166437 (2020).

緩和に起因し、測定系のノイズを抑制することに[4] S. Watt, M. Kostylev, Phys. Rev. Appl., 13,より短期記憶容量の増加が期待される。

034057 (2020).
[5] S. Tsunegi et al., Appl. Phys. Lett. 114,

4. おわりに164101 (2019).

短期記憶ベンチマークに基づいてスピンクラス
ターグラスの短期記憶性能を評価した。数値シ

著者紹介

ミュレーションと実験結果からスピンクラスター
グラス LFCS 薄膜の短期記憶容量はフェリ磁性体
LuIG 薄膜よりも高いことを示した。LFCS 薄膜の山原 弘靖

遅い磁気緩和に基づくシミュレーションでは、2 値

専門分野：酸化物エレクトロニクス

入力{0,1}を{0, 100 Oe}の印加磁場に変換し、動作

東京大学大学院工学系研究科電気系工学専
攻

温度を Tg 直下の 150 K に設定したとき、約 2 の助教

短期記憶容量が見積もられた。一方、LuIG 薄膜はLiao Zhiqiang

有効な短期記憶を示さなかった。LFCS 薄膜の実
験結果では計測系のノイズのため、シミュレー

専門分野：ニューモルフィックエンジニアリ

ションと比べて短期記憶容量が低下する一方、

ング

LuIG 薄膜と比べて明確な短期記憶を示した。スピ東京大学大学院工学系研究科電気系工学専攻
博士課程

ンクラスターグラスの遅い磁気緩和と短期記憶の相関が明らかとなり、短期記憶に着目した物理 RC

Sarker Md Shamimの材料選択への応用が期待される。

専門分野：マグノニクスニューロモルフィッ
クコンピューティング

5. 謝辞

東京大学大学院工学系研究科バイオエンジニ

本研究の一部は東京大学低温科学研究センター

アリング専攻 特任研究員の共同利用装置 SQUID 磁化測定装置 MPMS-5Sを使用して行いました。また、PPMS-VSM の低温

関

測定において寒剤（液体ヘリウム及び液体窒素）

専門分野：機能材料科学の供給を受けて実施しております。心より御礼申東京大学大学院工学系研究科附属スピント

し上げます。

ロニクス学術連携研究教育センター

宗俊

准教

授

参考文献
[1] G. Tanaka, T. Yamane, J. B. Héroux, R.

田畑 仁

Nakane, N. Kanazawa, S. Takeda, H.

専門分野：バイオエレクトロニクス

Numata, D. Nakano, A. Hirose, Neural

東京大学大学院工学系研究科バイオエンジニ

Network 115, 100 (2019).

アリング専攻/電気系工学専攻 教授

22

GPCR とリガンドの滞在時間を規定する構造基盤の解明
上田

薬学系研究科 薬科学専攻 生命物理化学教室
卓見、土田 知輝、栗田 政稔、水村 拓也、幸福 裕、竹内理化学研究所 生命機能科学研究センター
今井 駿輔、白石 勇太郎、嶋田 一夫

恒G タンパク質共役型受容体 (GPCR) は、様々な神経伝達物質やホルモン等の受容体であり、重要な生理機能を担っている。リガンドが GPCR から解離するまでの滞在時間を決定する機構を理解することは、望ましい薬効を持つ薬物を開発する上で重要である。本研究では、代表的な GPCR
であるアデノシン A2A 受容体のリガンド結合部位に由来する NMR シグナルを、滞在時間が様々に異なる条件において観測した。その結果、滞在時間が減少する変異体や、滞在時間が短いリガンドが結合した状態では、E169 と H264 の塩橋の構造が乱れており、この塩橋の構造が滞在時間を規定することが明らかとなった。

1. 序
G タンパク質共役型受容体 (GPCR) は、様々な用を防ぐ上で望ましい一方、パーキンソン病の運神経伝達物質やホルモン等の受容体であり、重要動機能低下の改善に用いる A2AAR リガンドは、滞な生理機能を担っている。GPCR は、生理的リガ在時間が長い方が、長時間効果が持続する点で望ンドや薬物と結合・解離を繰り返しながら、細胞

ましいと考えられる。したがって、A2AAR リガン

内シグナルを制御する。

ドの滞在時間を決定する機構を理解することは、リガンドが GPCR から解離するまでの滞在時間

効果的な薬物を開発する上で重要である。

が、生理機能上重要であることが近年明らかに

これまでに、ZM241385 等の滞在時間が比較的なっている。例えば、ムスカリン M3 受容体のリ長いリガンドが結合した A2AAR の立体構造が決ガンドでは、滞在時間が、平衡状態における結合

定されている。これらの構造では、リガンドは細定数よりも薬効度と良く相関すると報告されてい胞外側を向いたポケットに結合した上で、E169 とる。

H264 の塩橋に覆われている (図 1B)。この塩橋をアデノシン A2A 受容体 (A2AAR)は、血流調節や構成する E169、および塩橋に近接する T256 へのドパミン神経伝達の制御、炎症反応などを司る、

変異導入により、リガンドの滞在時間が顕著に減代表的な GPCR であり、A2AAR のリガンドは心筋少することが報告されている[2] (図 1C)。したがっイメージングやパーキンソン病における運動機能て、E169 と H264 の塩橋がリガンドの滞在時間に低下の改善に利用されている。A2AAR のリガンド影響すると考えられている。

には、ZM241385 や NECA のような、滞在時間が以上のように、A2AAR リガンドの滞在時間は、

1 分程度比較的長いものと、LUF5834 のような、リガンドの種類や変異の導入により多段階で変化

滞在時間が 1～10 秒程度と比較的短いものが存在する。このメカニズムを定量的に理解する上では、する[1] (図 1A)。また、心筋イメージングに用いられる A2AAR リガンドは、滞在時間が短い方が副作

23

図１．A2AAR リガンドの滞在時間。A. 各種
A2AAR リガンドの構造式と滞在時間。B.
A2AAR の結晶構造 (PDB ID: 3EML) 。リガ
ンド結合ポケット上部で塩橋を形成する
E169, H264 を CPK モデルで示した。C.

図２． A2AAR の NMR シグナル。A. リガン

E169Q, T256A 変異体における、ZM241385

ド結合ポケット中の Ala, Met 残基の分布。B,の滞在時間のプロット。

C. ZM241385 結合状態の A2AAR の 1H-13C
HMQC スペクトルのアラニン領域 (B)および各状態における A2AAR のリガンド結合部位の立メチオニン領域 (C)。

体構造が重要である。しかし、滞在時間が短い状
態における A2AAR の立体構造の知見が不足して系を使って安定同位体標識した上で、NMR シグナいるため、リガンドの滞在時間が多段階で制御さルを比較的高感度で観測することが可能である。

れる機構は不明である。
滞在時間の短い複合体の立体構造を解析したり、様々な変異体やリガンド結合状態の構造を比較しそこで本研究では、A2AAR のアラニンおよびメチ
オニン残基の NMR シグナルを観測することとした。

たりする上では、NMR 法が有効である。また、

アラニンおよびメチオニン残基のメチル基を我々は、脂質が、通常のリガンドとは異なる様式

13C 標識した A2AAR を調製した上で、まず滞在時で、A2AAR のシグナル伝達活性を制御することを、間が比較的長い ZM241385 が結合した状態で

NMR を用いて明らかにした[3]。そこで本研究でNMR スペクトルを観測した。次に、シグナルを帰は、NMR を用いて、滞在時間が様々に異なる条件属するために、各残基に変異を導入した A2AAR のにおける、A2AAR のリガンド結合部位周辺の構造

NMR スペクトルを観測して、野生型と比較するこを明らかにして、薬物の滞在時間を多段階に制御とで、A265, A165 および 4 種類のメチオニン残基するメカニズムを解明することを目的とした。

のシグナルを帰属した (図 2B,C)。シグナルを帰属できた残基は、リガンド結合部位に十分分布して

2. A2AAR のリガンド結合部位に位置する
メチル基の NMR シグナルの観測

おり、リガンド結合部位周辺の構造解析が可能となった。

A2AAR のリガンド結合部位には、A165, A265,
M174, M270 といった残基が存在する (図 2A)。

3. 滞在時間が異なる条件下の NMR 解析

アラニンおよびメチオニン残基のメチル基は、活次に、滞在時間が最も大きく 1/60 まで低下する性を保持した GPCR の発現が可能な昆虫細胞発現ことが報告されている、E169Q 変異体(図 3A)の24

図３． E169Q 変異体の解析。A. E169 変異
体と ZM241385 の滞在時間のプロット。B,
C: 野生型 (黒)と E169Q 変異体 (オレンジ)の 1H-13C HMQC スペクトルの重ね合わ図４． T256A 変異体の解析。A. E169Q,

せ。B, C はそれぞれ Ala, Met 領域。D: 各シ

T256A 変異体と ZM241385 の滞在時間のプ

グナルにおける、野生型と E169Q 変異体のロット。B, C: 野生型 (黒), E169Q (オレン

化学シフト差のプロット。E. 結晶構造 (PDBジ), T256A (マゼンタ) 変異体 の 1H-13C

ID: 3EML) における、化学シフト差が大き

HMQC スペクトルの重ね合わせ。B, C はそかった A265, M270, M174 の分布。F. 野生

れぞれ A265, M270 の領域。D. 野生型およ型および E169Q 変異体の、A265 に由来する

び T256A, E169Q 変異体における、リガン

シグナルの重ね合わせ。G. 野生型およびド結合ポケットの構造の模式図。

E169Q 変異体における、リガンド結合ポケッの配置が変化していること、すなわち塩橋が形成

トの構造の模式図。

していないことを示唆している(図 3G)。
NMR スペクトルを測定して、変異を導入していな

次に、滞在時間の減少度が E169Q より小さい

い A2AAR と比較した。その結果、A265, M270,(図 4A)、T256A 変異体の NMR 解析を行った。

M174 の化学シフトが、変異導入に伴い顕著に変T256A 変異体では、A265 の 1H 化学シフトが、野化した(図 3B-D)。これらの残基は、E169 と H264

生型と E169Q 変異体の中間的な値を示した(図の塩橋に近接しているため(図 3E)、塩橋近傍の構

4B)。A265 だけでなく、M270 等の化学シフトも、造が変異に伴い変化したことが示された。

T256A 変異体では、野生型と E169Q 変異体の中

このうち、A265 の 1H 化学シフトは、構造上近間的な値となったことから、観測された化学シフ

接する H264 の側鎖による環電流シフトで規定さトの違いは、リガンド結合部位の充分な範囲にわれると考えられる(図 3E)。この A265 のシグナルたる構造の違いを反映することが示唆された (図は、E169Q 変異導入に伴い 1H 高磁場シフトした

4C)。したがって、T256A 変異体では、E169 と(図 3F)。
この結果は、E169Q 変異体において H264

H264 の塩橋が形成された野生型と形成していな25

合した状態で観測することで、滞在時間が望ましい薬物を合理的に探索することが可能となることが期待される。

4. 低温センターとの関連
本研究の NMR 測定では、当研究室の Avance
800 (Bruker 社、磁場強度 18.7 T) を用いた。
GPCR のような、濃度や安定性の低い試料のNMR 解析では、高感度、高分解能の NMR スペ
クトルの取得を可能とする、本装置のような高磁場の NMR 装置が必要不可欠である。一方、本装置は、2 週間毎に 100 L の液体ヘリウムを充填す

図５． LUF5834 結合状態の解析。A.

ることを必要とする。他の NMR 装置で使用する

ZM241385 および LUF5834 の化学構造と滞分も合わせて、当研究室では年間 4,000 L 近い液

在時間。 B. 野生型の ZM241385 結合状態

体ヘリウムを使用している。したがって、今回紹(黒), E169Q 変異体の ZM241385 結合状態

介したような研究では、大量の液体ヘリウムを安(オレンジ), 野生型の LUF5834 結合状態 (紫)定かつ安価に供給することを可能とする低温センにおける、A265 の NMR シグナルの重ね合

ターが、必要不可欠である。

わせ。C. ZM241385 および LUF5834 結合状態における、リガンド結合ポケットの構造の
模式図。

参考文献

い E169Q 変異体の中間的な状態にあり、滞在時[1] D. Guo, T. M-Krieger, A. P. IJzerman, L. H.

間と良く対応する構造的特徴を持つと考えた (図Heitman, Br. J. Pharmacol. 166, 1846

4D)。

(2012)

次に、A2AAR への滞在時間が ZM241385 の 1/8[2] D. Guo, A. C. Pan, R. O. Dror, T. Mocking,と短いことが報告されている(図 5A)、
LUF5834 がR. Liu, L. H. Heitman, D. E. Shaw, A. P.

結合した A2AAR の NMR スペクトルを測定した。

IJzerman, Mol. Pharmacol. 89, 485 (2016)

LUF5834 結合状態では、A265 の 1H 化学シフト[3] T. Mizumura, K. Kondo, M. Natsume, S.

が、ZM241385 結合状態の野生型および E169Q 変

Imai, T. Ueda, I. Shimada, Sci. Adv. 6,

異体の中間的な値を示した(図 5B)。この結果は、

eaay8544 (2020)

LUF5834 結合状態においても、E169 と H264 の塩橋が十分に形成されていないことを示しており、

著者紹介

LUF5834 の滞在時間が短いことを説明している。

(図 5C)。
LUF5834 はイミダゾール環を持つため、

氏名 上田

H264 と競合的に E169 に相互作用することで、塩卓見

専門分野 構造生物学

橋を不安定化すると考えた。今後、滞在時間と相東京大学准教授（大学院薬学系研究科）。

関する構造を反映することが本研究で示された

薬博。

A265 のシグナルを、新規の A2AAR リガンドが結

26

氏名

幸福

裕

専門分野 構造生物学
東 京大学助 教（大 学院薬学 系研 究科）。薬博。

氏名竹内恒

専門分野 構造生物学
東京大学教授（大学院薬学系研究科）。
薬博。

氏名

嶋田

一夫

専門分野 構造生物学
東京大学名誉教授（大学院薬学系研究科）、理化学研究所生命機能科学研究セン
ター

生体分子動的構造研究チーム

チームリーダー。理博。

27

シロイヌナズナの葉緑体とミトコンドリアのゲノム編集（標的
一塩基置換）
農学生命科学研究科

生産・環境生物学専攻 植物分子遺伝学研究室
中里 一星、有村 慎一

葉緑体とミトコンドリアの中に存在する遺伝情報 (オルガネラゲノム) は，植物の生存や成長に不可欠であり、作物の収穫量やバイオマス生産量にも影響するため、オルガネラゲノムの改変手法を発展させることには大きな意義がある。本研究ではゲノム編集技術を応用し、モデル植物シロイ
ヌナズナのオルガネラゲノム上の特定の一塩基を別の種類へ書き換えること (標的一塩基置換) に挑戦したところ、標的塩基が一細胞に多数コピー存在するオルガネラゲノムの全てで置換された植物体を作出することに成功した。また、標的領域外に生じる「ハズレの塩基置換」が総じて少ないことや、置換型の塩基を有するゲノムが次世代に安定して受け継がれることも明らかとなった。本手法は、植物オルガネラゲノムの基礎研究の高速化に寄与し得る他、オルガネラゲノムを活発に利用した作物の品種改良の基盤技術となることが期待される。

1. はじめに植物細胞では、遺伝情報が 3 か所の細胞小器官

ら、植物のオルガネラゲノムの改変技術を発展さ(核、葉緑体、ミトコンドリア) の中に保持される。

せることは、基礎研究だけでなく作物の品種改良

遺伝情報のほとんどは核ゲノムが有する一方で、にとっても重要であると言える。本研究では、ゲ

葉緑体とミトコンドリアのゲノム (オルガネラ

ノム編集技術を応用し、モデル植物シロイヌナズ

ゲノム) には、生物の生存や成長に不可欠な遺伝

ナのオルガネラゲノムの特定の一塩基を別の種子が存在するため、オルガネラゲノムの改変に

類の塩基に書き換えること (標的一塩基置換) に

よって作物の収穫量やバイオマス生産量が向上挑戦した。

する可能性がある。しかし、現在のところオルガ
ネラゲノムは作物の品種改良にほとんど利用さ

2.

標的一塩基置換の方法

れてこなかった。この要因として、(i) 多くの植本研究ではまず、葉緑体またはミトコンドリア

物種で雌親のオルガネラゲノムのみが子に遺伝に 輸 送 さ れ て 標 的 一 塩 基 を 行 う 酵 素

する [1] こともあり、自然界でオルガネラゲノ[ptpTALECD ( 葉 緑 体 行 き ) な ら び にムが改変されにくいこと、(ii) オルガネラゲノム

mitoTALECD (ミトコンドリア行き)] の設計図とを人為改変する手法が少ないこと、(iii) 人為改変

なる DNA を作製し、これをシロイヌナズナの核する既存の手法には適用可能な植物種が限定さ

ゲノムに組み込んだ。これらの酵素は、葉緑体 (まれる (葉緑体ゲノムへの遺伝子導入法 [2]) ある

たはミトコンドリア) 移行シグナル配列、DNA 結

いは望ましくない副次的な結果を伴う (ミトコ合ドメイン (認識配列は任意に設計可能)、塩基置

ンドリアゲノムの標的配列切断 [3]) という難点

換ドメインなどから構成されるもので、2020 年にがあることなどが挙げられる。このような背景か

米国のグループから報告されたヒトミトコンドリ

28

アゲノムの標的一塩基置換酵素 [4] を、植物のゲ3.

葉緑体ゲノムの標的一塩基置換

ノム編集に適するように改変したものである。 核

ptpTALECD の設計図 DNA を核ゲノムに導入

ゲノムに設計図 DNA を持つ個体 (形質転換体)

した形質転換体において、葉緑体ゲノムの標的塩で は 、 細 胞 内 で 作 ら れ た ptpTALECD や基が置換されたかどうかを検証した。形質転換体

mitoTALECD が、自身が有する葉緑体移行シグナの葉から抽出した DNA から、葉緑体ゲノム上の

ル配列やミトコンドリア移行シグナル配列の情報

標的配列を含む配列を PCR 法によって増幅し、精に従って葉緑体またはミトコンドリアの内部へ輸製した PCR 産物の塩基配列をサンガー法によっ

送 さ れ る ( 図 1A) 。 そ の 後 、 ptpTALECD やて解読した。形質転換体 82 個体のうち 51 個体でmitoTALECD は葉緑体ゲノムまたはミトコンド

標的塩基の置換が検出され、このうち 35 個体ではリアゲノム上の標的 DNA 配列に結合し、その近細胞内に数百から数千コピー存在する葉緑体ゲノ

傍のシトシン (C) という塩基がチミン (T) といムの全てで標的塩基が置換されたように見えた

う塩基に置換される (図 1B)。

(図 2A)。これらの結果から、ptpTALECD を用いて葉緑体ゲノムの標的塩基を置換できることが示された。
一般にゲノム編集技術を用いる際には、標的領域外も編集されてしまう「ハズレ変異」が問題になることがある。そこで、葉緑体ゲノムの標的領
域外の部分に「ハズレの塩基置換」が導入されたかどうかを調べるために、形質転換体 17 個体の葉緑体ゲノムの全配列を Illumina 社の次世代シーケンサーを用いて解読した。17 個体中 15 個体ではが 10%以上の頻度の「ハズレ変異」が検出されなかった。さらに、17 個体中 10 個体では標的塩

図１．オルガネラゲノムの標的一塩基置換が基が 100%の頻度で置換されていた。以上の結果達成されるまでの概略図。(A) 核ゲノムに組から、精確かつ効果的な標的一塩基を達成できた

み込まれた ptpTALECD の設計図 DNA の情ことが確認された。

報を基に、細胞内で ptpTALECD タンパク質

次に、置換型の塩基を有する葉緑体ゲノム (編が作られる。ptpTALECD タンパク質は、自集型の葉緑体ゲノム) が次世代の個体に遺伝する身の有する葉緑体移行シグナルの情報に基づかどうかを検証した。標的塩基が 100%の頻度でき葉緑体内部へ輸送され、その後標的塩基を置換された 6 個体および 99.9%の頻度で置換され置換する。ミトコンドリアゲノムの塩基置換た 1 個体の次世代の個体において、葉緑体ゲノムの場合も同様。(B) 塩基置換酵素と標的 DNAの標的配列の塩基配列を調べたところ、調べた全配列との相互作用。一対の DNA 結合ドメイての個体 (1 つの親個体につき 8 以上の次世代個ン (TALE) が標的 DNA 配列に特異的に結合体を調べた) が編集型の葉緑体ゲノムを有していすると、その間の配列 (赤色の四角形で囲わた。また、この中には親個体が核ゲノムに有してれた配列) に存在する C が T へと塩基置換ド

いた ptpTALECD の設計図 DNA が交配によってメイン (CD) によって置換される。UGI はこ

分離除去されたと予測される個体 (ヌルセグリガの塩基置換に重要なドメイン。Nakazato et

ントである可能性の高い個体) が含まれた。ヌル

al., 2021 を改変。

29

子組換え生物として扱われず、担当省庁への適切ミトコンドリアゲノムの標的一塩基置
換な情報提供後に開放系での生育が可能であるため、mitoTALECD の設計図 DNA を核ゲノムに導入

実用上の利点がある。以上より、ptpTALECD をした形質転換体において、ミトコンドリアゲノム

用いて遺伝可能な塩基置換を達成できることが明の標的塩基が置換されたかどうかを検証した。形らかとなった [5]。

質転換体の葉から粗抽出した DNA から、ミトコ

セグリガントのゲノム編集個体は、日本では遺伝

4.

ンドリアゲノム上の標的配列を含む配列を PCR法によって増幅し、精製した PCR 産物の塩基配列をサンガー法によって解読した。形質転換体 78 個
体のうち 36 個体で標的塩基の置換が検出され、このうち 33 個体では細胞内に数十から百コピーほど存在するミトコンドリアゲノムの全てで標的塩基が置換されたように見えた (図 2B)。塩基置換の頻度を定量的に調べるために、上記の 33 個体のうち 17 個体の PCR 産物の配列を次世代シーケン
サーで解読したところ、16 個体で標的塩基が99.90% 以 上 の 頻 度 で 置 換 さ れ て い た 。
mitoTALECD の設計図 DNA を核ゲノムに持たない野生型植物では、当該塩基の置換頻度が0.03~0.09%だったことを踏まえると、上記の 16 個体では細胞内のミトコンドリアゲノムコピーの全てで標的塩基が置換された可能性が高い。以上の結果から、mitoTALECD を用いてミトコンドリア
ゲノムの標的塩基を置換できることが示された。
次に、置換型の塩基を有するミトコンドリアゲ
ノム (編集型のミトコンドリアゲノム) が次世代の個体に遺伝するかどうかを検証した。標的塩基がミトコンドリアゲノムコピーの全てで置換されたように見えた 4 個体の次世代の個体において、
図２．オルガネラゲノムの標的一塩基置換。

ミトコンドリアゲノムの標的配列の塩基配列を調(A) 葉緑体ゲノムの標的一塩基置換。 (B) ミ

べたところ、調べた全ての個体 (1 つの親個体につトコンドリアゲノムの標的一塩基置換。いずき 8 つの次世代個体を調べた) が編集型のミトコれの場合もピンクでハイライトされた C が T

ンドリアゲノムを有していた。また、この中には親個体が核ゲノムに有していた mitoTALECD のへ置換された。C (シトシン)、G (グアニン)、

設計図 DNA が交配によって分離除去されたと予A (アデニン)、T (チミン)。

測される個体が含まれた。以上より、
mitoTALECD を用いて遺伝可能な塩基置換を達成できることが明らかとなった。

30

ゲノム改変を達成できたことが確認された [6]。

陸上植物のミトコンドリアゲノムの標的配列の安定改変は、当研究室を含むグループによって2019 年に世界で初めて報告された。この方法は、
ミ ト コ ン ド リ ア に 局 在 す る DNA 切 断 酵 素

高活性型の塩基置換酵素を用いた、葉緑体ゲノムの標的一塩基置換

mitoTALEN を用いてミトコンドリアゲノム上のptpTALECD を用いた塩基置換では、チミンや標的配列を切断する方法で、ミトコンドリアゲノ

アデニンの直後のシトシンを置換できることは確ムが有する遺伝子を破壊できるという利点がある認されたが、グアニンやシトシンの直後のシトシ

一方で、ミトコンドリアゲノムの構造を大きく変ンを置換するのは酵素の性質上難しいとされておえてしまうという難点もあった [3]。そこで、り、置換できるかどうかはきちんと確認されていmitoTALECD がそのようなミトコンドリアゲノ

なかった。筆者らは、ptpTALECD に加えて、改ム構造の変化を引き起こしたかどうか、またミト

良型の ptpTALECD (ptpTALECD_v2、高活性型コンドリアゲノムの標的領域外に「ハズレの塩基の塩基置換ドメイン [7] を有する) を用いて、酵置換」を導入したかどうかを検証するために、全素活性が実際に向上するかどうか、並びにこれま

段落で述べた「置換型のミトコンドリアゲノムをで置換されたという報告がなかった、グアニンや有し、かつ核ゲノムに mitoTALECD の設計図

シトシンの直後のシトシンを置換できるかどうか

DNA を持たない」個体のうち 8 個体から DNA をを検証した。

5.

抽出し、そのミトコンドリアゲノムの配列を、ptpTALECD_v2 (以下 v2) は ptpTALECD (以Illumina 社の次世代シーケンサーを用いて解読し下 v1) と同様に、チミンやアデニンの直後のシトた。8 個体全てでゲノム構造の変化は検出されず

シンを、細胞内の葉緑体ゲノムコピーの全てで置(図 3)、また 7 個体では 10%以上の頻度の「ハズレ換できることが示された。さらに、標的配列のいの塩基置換」は検出されなかった。以上の結果か

くつかでは、v1 はグアニンやシトシンの直後のシら、mitoTALECD を用いて精確なミトコンドリア

トシンを葉緑体ゲノムコピーの一部で置換したが、図 3．ゲノム編集に伴うミトコンドリアゲノム構造変化の有無。mitoTALEN による標的 DNA 切断
では、標的領域周辺で数百～数千塩基対が欠失し、またゲノムの別の箇所が増加した。これに対し、
mitoTALECD による塩基置換ではこのような変化は生じず、野生型個体と同様の結果となった。

31

v2 はこれらのシトシンを葉緑体ゲノムコピーのる可能性があることが示唆された。

全てで置換した。ただし、v1 も別の標的配列では以上より、v2 は v1 と比べて塩基置換活性が高

グアニンやシトシンの直後のシトシンを葉緑体ゲい一方で、本当に置換したい塩基だけでなく標的

ノムコピーの全てで置換することができた。これ以外の塩基も置換しやすいことが示された。そのらの結果から、v1 と v2 はともに、アデニン、チため、標的塩基のみが置換された植物体を得るた

ミン、グアニン、シトシンの直後のシトシンを、葉めには、まず ptpTALECD によって標的塩基の置

緑体ゲノムコピーの全てで置換できることが明ら換を試み、それでも標的塩基を置換できなかったかとなった。

場合に ptpTALECD_v2 を用いるのが良いと考え

次に、v2 が v1 と比べて高い塩基置換活性を持られ、ゲノム編集酵素の選択肢を広げることができた [8]。

つかどうかを調べた。葉緑体ゲノムの 8 つの標的領域において置換された 32 個の全てについて、
v1
よりも v2 の方が置換された形質転換体の割合 (形

6.

おわりに

質転換体の数全体に対する、塩基置換された個体

本手法の適用は核ゲノムへの遺伝子導入が可能の数の割合) が高かった。また、これら 32 個の塩な植物種に限られるが、葉緑体ゲノムへの遺伝子

基のうち 15 個は v2 によってのみ置換された。こ導入法と比べて広範な植物種の葉緑体ゲノムを改れらの結果から、v1 と比べて v2 は塩基置換活性変できることが期待される。本手法は、多様なアが高いものの、真の標的塩基の近傍に望まない塩

ミノ酸置換、未成熟終止コドンの導入、遺伝子発基置換を導入してしまう可能性も高いことが示唆

現調節領域の改変が可能であるため、植物オルガされた。

ネラゲノムの基礎研究の高速化に寄与し得る。ま

v2 が葉緑体ゲノムの標的領域外に「ハズレの塩た、本手法は現在のところ情報の乏しい、作物の基置換」を導入したかどうかを調べるために、v2形質に影響する塩基多型を同定するための貴重なの設計図 DNA を核ゲノムに有する形質転換体 9

手段になる可能性があり、ひいてはオルガネラゲ

個体の葉緑体ゲノムの全配列を Illumina 社の次ノムを利用した作物の品種改良を実現するための世代シーケンサーを用いて解読した。その結果、基盤技術になることが期待される。

調べた 9 個体全てで頻度 10%以上の「ハズレの塩
基置換」が検出された。9 個体のうち 3 個体につ本研究では植物組織から DNA を抽出したが、いては、同一領域を標的とした v1 の設計図 DNA

これには液体窒素によるサンプル凍結が極めて重を有する形質転換体 6 個体でも同様の実験を以前要であった。液体窒素を提供してくださった低温行っており、6 個体中 4 個体では頻度 10%以上の科学研究センターにこの場を借りて厚く御礼申し「ハズレの塩基置換」が検出されなかった [5]。以上げる。

上より、v2 は v1 と比べて葉緑体ゲノムの標的領
域外に「ハズレの塩基置換」を導入しやすい可能性が示唆された。しかし、その後の解析によって、

参考文献

形質転換体の次世代の個体の中には、親個体が有[1] Q. Zhang, and Y. Liu, Plant and Cell

する「ハズレの塩基置換」を受け継がなかった一

Physiology. 44, 941-951 (2003).

方で標的領域の塩基置換を受け継いだ個体がある[2] Q. Rascón-Cruz, C. D. González-Barriga, B.

ことが明らかとなった、すなわち、v2 を用いて標F. Iglesias-Figueroa, J. C. Trejo-Muñoz, T.

的領域の塩基のみが置換された植物体を作出できSiqueiros-Cendón, S. R. Sinagawa-García,

32

S. Arévalo-Gallegos, and E. A. Espinoza-

著者紹介

Sánchez, Electronic Journal of
Biotechnology. 51, 95–109 (2021).

中里 一星[3] T. Kazama, M. Okuno, Y. Watari, S. Yanase,

植物分子遺伝学

C. Koizuka, Y. Tsuruta, H. Sugaya, A.

東京大学

大学院農学生命科学研究科

生

産・環境生物学専攻 博士課程 2 年, 幼少期

Toyoda, T. Itoh, N. Tsutsumi, K. Toriyama,からプロ野球・埼玉西武ライオンズのファン

and S. Arimura, Nature plants. 5, 722–730(2019).

有村 慎一[4] B. Y. Mok, M. H. de Moraes, J. Zeng, D. E.

植物分子遺伝学

Bosch, A. V. Kotrys, A. Raguram, F. Hsu,

東京大学

M. C. Radey, S. B. Peterson, V. K. Mootha,

大学院農学生命科学研究科

生

産・環境生物学専攻 准教授，IPA ビール愛好

J. D. Mougous, and D. R. Liu, Nature. 583,

下戸

631–637 (2020).
[5] I. Nakazato, M. Okuno, H. Yamamoto, Y.
Tamura, T. Itoh, T. Shikanai, H.
Takanashi, N. Tsutsumi, and S. Arimura,
Nature Plants. 7, 906–913 (2021).
[6] I. Nakazato, M. Okuno, C. Zhou, T. Itoh, N.
Tsutsumi, M. Takenaka, and S. Arimura,
Proceedings of the National Academy of
Sciences. 119, e2121177119 (2022).
[7] B. Y. Mok, A. V. Kotrys, A. Raguram, T. P.
Huang, V. K. Mootha, and D. R. Liu,
Nature Biotechnology. 40, 1378–1387(2022).
[8] I. Nakazato, M. Okuno, T. Itoh, N.
Tsutsumi, and S. Arimura, The Plant
Journal. Published online (in press) (2023).
https://doi.org/10.1111/tpj.16311

33

WHO 中枢神経系腫瘍分類 2021（WHO CNS5）に関連した脳腫瘍の画像診断
東京大学医学部放射線医学講座
黒川遼、黒川真理子
脳腫瘍の学術的分類は主に病理学的知見に基づいた WHO 分類であり、2021 年に 5 年ぶりに改訂された WHO CNS5 が新たな国際標準となった。しかしながら MRI を中心とした画像診断の進
歩は一歩遅れているのが現状である。我々は WHO CNS5 に準拠した脳腫瘍について、診断・予後予測における新たな知見を見出し、発表してきた。以下にその成果の一部を報告する。

1. はじめにWHO CNS5 とは？
2021 年に出版された WHO 中枢神経系腫瘍分類第 5

DHG は WHO CNS5 で小児型びまん性グリオーマの高版（WHO CNS5）は、2016 年の改訂第 4 版以来 5 年

グレード型に分類される腫瘍であり、ヒストン遺ぶりの中枢神経系腫瘍分類の大きな改訂であり、

伝子 H3F3A の変異に伴う 34 番のグリシンのアル

組織学的所見よりも分子遺伝学的所見を重視した

ギニンまたはバリンへの置換（G34R/V）を特徴と診断・Grading の発展や、DNA メチル化解析を診断する。組織学的には CNS grade 3 または 4 のに活用していることなどが主な特徴であり、既知

astrocytoma や胎児性腫瘍に類似するため、組織学の腫瘍の診断・grading 基準の変化に加え、新たに的所見のみでは診断することができない。我々は22 種の中枢神経系腫瘍が収載された[1]。WHO 分類

自験例 3 例に加え、systematic review によっては主に病理学的知見に基づいて改訂されるため、抽出された 12 論文 56 症例を合わせた計 59 症例のMRI などの画像診断学的知見の集積が WHO 分類改

臨床・画像・病理所見をまとめ、以下のことなどを訂に追いついていないのが実情である。

発見した：

MRI を用いた脳腫瘍画像解析⚫

年齢中央値19歳 (6–66歳), 男女比31:28

MRI は脳腫瘍の診療において不可欠の非侵襲的画⚫

全例でテント上に腫瘤がある (100%)

像診断法であり、脳腫瘍の診断、鑑別、治療反応評⚫

軟髄膜 (92.3%)や上衣 (87.5%)への接触の頻価、予後予測に有用であることが知られている。

度が高い⚫

我々は WHO CNS5 に新規収載された脳腫瘍を含め、さまざまな脳腫瘍について主に MRI を用いた画像

初回手術からの1年, 2年生存率はそれぞれ
66.7%, 40.0%⚫

診断の研究を行ってきた。なお MRI の強い磁場を発生させる超伝導体コイルを冷却するためには液境界不明瞭な腫瘍は境界明瞭な腫瘍よりも生存予後不良

体ヘリウムが必須である。

２．各論 1. Systematic review を用いた臨
床・画像的特徴の抽出
2-1. Diffuse hemispheric glioma, H3G34-mutant(DHG)[2]図 1. DHG. 右頭頂葉に壊死を伴い不均一に増強さ34

れる腫瘤があり、軟髄膜に接触している(a)。組織⚫

腫瘍内のT1強調像での高信号域 (23/50)

学的に壊死(*)や微小血管増殖(**)を認める(b)。

⚫

腫瘍から側脳室方向に進展するT2WI/FLAIR高Ki-67 染色で 20%以上の細胞が陽性を示し、高い分信号域 (Stalk-like sign) (10/50)

裂能が示唆される(c)。

⚫

腫瘍近傍の脳実質の萎縮 (14/50)⚫

脳幹部angiocentric glioma症例では、テン

2-2. Astroblastoma, MN1-altered[3]ト上症例で高頻度に認められる痙攣・てんか

Astroblastoma は WHO CNS5 で Circumscribed

んは1例もなく、また発症年齢が有意に低い

astrocytic glioma に分類される脳腫瘍であり、(中央値 5歳 vs. 13歳, p<0.001)

MN1 遺伝子変異が近年判明したが、実臨床ではしばしば組織学的所見に基づいて低・高グレードに分類される。我々は自験例 8 例に加え、systematic
review によって抽出された 65 論文 71 例の計 79
例の臨床・画像的特徴を解析し、以下のことなどを発見した：⚫

主に4種類の形態に分類される⚫

典型的な2形態(図2のI, II)ではその他の2形態(III, IV)に比べて高グレードの腫瘍である頻度が高い（33/58 vs. 2/13, p<0.05）

図 3. Angiocentric glioma
テント上症例 (a–c, 40 代男性、35 年前からの難治性てんかん): 左前頭葉皮質に主座を置く腫瘍
から側脳室方向に進展する T2WI/FLAIR 高信号域
(stalk-like sign)が認められ(a,b)、腫瘍内にT1WI 高信号域が見られる(c)。
脳幹部症例(d–f, 2 歳男児、右顔面筋力低下)：橋〜延髄にかけて腫脹を伴う DWI/T2WI 高信号・ADC
高値を示す腫瘤を認め、Diffuse midline glioma,
H3K27-altered に類似する(d–f)。

図 2. Astroblastoma の 4 形態
2-4. Polymorphous low-grade neuroepithelial
2-3. Angiocentric glioma[4]tumor of the young (PLNTY)[5]Angiocentric glioma は WHO CNS5 で小児型びまん

PLNTY は WHO CNS5 で小児型びまん性グリオーマの性グリオーマの低グレードタイプに分類される脳低グレードタイプに分類される脳腫瘍であり、そ腫瘍であり、長期間の難治性痙攣・てんかんの原の名称が示すように若年者に生じやすく、長期間因となることが多いが、稀に脳幹部に生じることの難治性痙攣・てんかんの原因となる。我々は自もある。我々は自験例 3 症例に systematic review

験例 5 症例に systematic review により抽出されにより抽出された 38 論文 47 例を加えた計 50 症例

た 9 論文 19 症例について臨床・画像的特徴を解析について臨床・画像的特徴を解析し、以下のようし、以下のようなことを発見した：なことを発見した：⚫

35

年齢中央値は15.5歳だが幅広い年齢に出現し（5–57歳）、女性に多い(62.5%)⚫

全腫瘍がテント上、そのほとんどが皮質または皮質下白質に発生(95.8%)⚫

石灰化(83.3%)、境界明瞭(72.7%)、solidand cystic(66.6%)などの画像的特徴⚫

病変周囲から側脳室に進展するT2WI/FLAIR高信号(transmantle-like sign)のある症例では痙攣歴が有意に長く、cortical dysplasia

図 5. CNS NB-FOXR2.

合併率が有意に高い(ps<0.05)

左前頭葉から頭頂葉にまたがる大きな分葉状腫瘤があり、単純 CT では脳皮質と等吸収で、内層の辺縁に沿った石灰化を示す(a)。磁化率強調像では石灰化や出血を反映した低信号を呈している(b)。

信号を主体とする腫瘤があり(b)、transmantle-

3．各論 2. Diffusion-weighted imaging(DWI) や Perfusion-weighted imaging(PWI)による脳腫瘍の画像診断

like sign を示す(c)。

3-1. Diffuse midline glioma, H3K27-altered

図 4. PLNTY. 右側頭葉に石灰化(a)を伴う T2WI 高(DMG)と高グレードの正中部グリオーマの DWI・
2-5. CNS neuroblastoma, FOXR2-activated (CNSPWI 所見の違い[7]NB-FOXR2) [6]

DWG は DHG と同様に WHO CNS5 で小児型びまん性グ

CNS NB-FOXR2 は WHO CNS5 で Other (※髄芽腫以外

リオーマの高グレードタイプに分類される腫瘍での、という含意) embryonal tumors に分類されるあり、その名称が示唆する通り正中部（視床・橋・腫瘍の 1 つであり、神経芽細胞ないし神経細胞へ脊髄など）に発生しやすい。一方で、成人型びまんの様々な程度の分化を示し、FOXR2 の活性化を特性グリオーマのうち高グレードのもの(HGG)も正徴とする。我々は自験例 3 症例に systematic中部に発生しうるが、両者の MRI による鑑別方法

review で抽出された 6 論文 31 症例を加えた計 37は確立していない。DMG は脳幹部など生検の危険症例について、臨床・画像的特徴を解析し、以下のな領域に生じやすいが、一方で近年分子標的治療

ようなことを発見した：の開発が進んでいる腫瘍である。MRI で非侵襲的⚫

主に2–6歳 (67.6%)の小児に嘔気・嘔吐またに診断することができれば、危険な侵襲を加えるは痙攣で発症する(100%)

ことなく特異的な治療を行える可能性があり、意⚫

脳皮質に比してCTで高吸収(80%)

義が高い。我々は 20 症例の DMG と 17 症例の HGG⚫

内層の辺縁に沿った石灰化(80%)

に対して DWI，造影 PWI（dynamic susceptibility⚫

石灰化または出血を示す磁化率アーチファク

contrast MRI; DSC-MRI），T2-FLAIR mismatch signト(53.6%)を組み合わせ、両者を高性能に鑑別できることを報告した。具体的には、⚫

DSC-MRIのパラメータであるrCBF・rCBV（それぞれ脳血流量・脳血液量を示す）はDMGが有意に低い(p<0.01)36⚫

最大ADCはDMGで有意に高い(p=0.02)

析で得られる ADC low (ADCL)と生存予後との相関⚫

T2-FLAIR mismatch signはDMGで有意に高頻について解析したところ、以下の結果を得た：度(p<0.01)⚫

⚫

Bevacizumab治療前の再発GBMでは、cutoff値「標準化rCBF<1.11」「標準化最大未満のADCLを示したときの無増悪生存期間・ADC≥2.48」「T2-FLAIR mismatch sign陽性」

全生存期間へのpooled hazard ratioはそれのうち2つ以上あれば正診率0.81でDMG

ぞれ1.89 (95%CI, 1.53–2.3), 1.98 (95%CI,
1.54–2.55)⚫

Bevacizumab治療を行わなかった再発GBMにおいては、cutoff値未満のADCLを示したときの全生存期間へのpooled hazard ratioは1.20(95%CI, 1.08–1.34)⚫

結論：治療前ADCLは生存予後と相関する。ただしBevacizumab治療群・非治療群の両方で
ADCLと全生存期間との相関があったので、Bevacizumabの効果を予測しているとは言い切れない。

図 6. DMG. 橋に腫脹を伴う T2WI 高信号(a)かつ
FLAIR 低信号(b)、すなわち T2-FLAIR mismatch
sign 陽性の腫瘤を認める。造影後に増強効果は認められず(c)、rCBF(d)・rCBV(e)ともに低値（青〜紫色）であり、ADC 高値(f)を示す。

3-2. Bevacizumab 治療前の再発 Glioblastoma
における術前 ADC ヒストグラム解析値の予後予測 における 有用性 (systematic review/metaanalysis)[8]Glioblastoma (GBM)は CNS WHO grade 4 の成人型
びまん性グリオーマであり、手術・化学療法・放射線治療を組み合わせても生存予後の中央値は 8–14
ヶ月と不良である。治験によって結果は異なるものの、
Bevacizumab 単体あるいは化学療法との併用
療法は再発 GBM 患者の無増悪生存期間・全生存期間を延長すると報告されており、治療前の ADC 値

3-3. 組織学的に CNS WHO grade 2 or 3 の成人と予後との相関も散発的に報告されていたが、型びまん性グリオーマにおける分子遺伝学的systematic review/meta-analysis はなかった。

grade 4 基準の有無と ADC との関連 [9]

我々は systematic review により 1344 論文の中か

WHO CNS5 では、成人型びまん性グリオーマの分子ら 6 論文 578 症例を抽出し、ADC ヒストグラム解

遺伝学的診断基準・グレード基準が改訂されたこ

37

などを行った。

とに伴い、組織学的所見にかかわらず、⚫

IDH変異型AstrocytomaにCDKN2A/B共欠失があ5. 著者紹介

ればgrade 4⚫

IDH野生型Astrocytomaに+7/-10, TERTプロモ

黒川遼（右）：東大放射線科

ーター変異, EGFR増殖のいずれか1つでもあ助教。北米放射線学会

ればgrade 4(RSNA)の教育展示筆頭 12 本
発表（7 本受賞）を 2 年間と診断されることとなった。このため、従来の WHOで達成したのは恐らく日本

分類では grade 2 または 3 とされていた腫瘍の多人史上最多記録。

くが WHO CNS5 では grade 4 と診断されることとな

黒川真理子（左）：東大放射線科大学院生。北米り、過去に蓄積されてきた画像所見による grading

放射線学会(RSNA)の教育展示（筆頭）のすべての方法の再構築が求められている。我々は組織学的賞をわずか 2 年間で総ナメにしたのは恐らく日本に grade 2 or 3 と診断された成人型びまん性グリ史上初。

オーマの成人例 63 症例のうち、分子遺伝学的黒川ノエル憬（中）： 0 歳 7 ヶ月男児。米国で生まgrade 4 基準を満たす群(Mol-4)と満たさない群

れたのは恐らく親戚史上初。

(Mol-2/3)の間での全腫瘍 ADC ヒストグラム値を解析し、以下のようなことを発見した：⚫

1.

90パーセンタイル, 中央値, 平均値, 10パー

Cree IA, Figarella-Branger D, et al. The

センタイル, entropyはMol-4で有意に低い⚫

kurtosis, skewnessはMol-4で有意に高い⚫

多変量解析ではentropyと患者年齢の2つが独Louis DN, Perry A, Wesseling P, Brat DJ,
2021 WHO Classification of Tumors of theCentral Nervous System: a summary. Neuro
Oncol. 2021;23: 1231–1251.

立したMol-4の予測因子であり、組み合わせたモデルによる診断能はAUC 0.92

2.

Kurokawa R, Baba A, Kurokawa M, Pinarbasi
ES, Makise N, Ota Y, et al. Neuroimaging

4. その他

features of diffuse hemispheric glioma,

WHO CNS5 に収載されている脳腫瘍関連では、

H3⚫

小児後頭蓋窩のPilocytic astrocytomaとsystematic

MedulloblastomaのDWI・PWIによる鑑別と予2021;32: 17–27.

G34-mutant:A

review.

case

seriesandJ

Neuroimaging.

後予測[10]⚫

3.

治療前かつ生検前 vs. 治療前かつ生検後のHassan

高グレード成人型びまん性グリオーマにおけseries

正中部に発生するPilocytic astrocytomaとDiffusemidlineglioma,O,

Capizzano

A,

et

al.

Neuroimaging of astroblastomas: A case

るDWI・PWI所見の違い[11]⚫

Kurokawa R, Baba A, Kurokawa M, Ota Y,

andsystematic

review.

J

Neuroimaging. 2022;32: 201–212.

H3K27-altered（H3.3, H3.1 variants）のDWI・PWI所見の違4.

Kurokawa R, Baba A, Emile P, Kurokawa M,

い[12]Ota Y, Kim J, et al. Neuroimaging features⚫

Ectopic PitNETの画像診断の症例報告[13]of angiocentric glioma: A case series and⚫

WHO CNS5の主な変更点と新規収載脳腫瘍の画

systematic

像診断のReview[14]2022;32: 389–399.

38

review.

J

Neuroimaging.

5. Kurokawa M, Kurokawa R, Capizzano AA,

10.

Kurokawa R, Umemura Y, Capizzano A,

Baba A, Ota Y, Pinarbasi E, et al.

Kurokawa M, Baba A, Holmes A, et al.

Neuroradiological

Dynamic

polymorphousfeatureslow-gradeofthesusceptibility

contrast

andneuroepithelial

diffusion-weighted MRI in posterior fossa

tumor of the young: five new cases with apilocytic astrocytoma and medulloblastoma.

systematicJ

reviewoftheliterature.

Neuroradiology. 2022;64: 1255–1264.
6. Shimazaki

K,

Kurokawa

R,

Franson

Neuroimaging.

2022.

doi:10.1111/jon.12962
A,

11.

Kurokawa

R,

A,

Kurokawa

M,

Y,

Kim

J,

al.

Kurokawa M, Baba A, Bou-Maroun L, et al.

Capizzano

Neuroimaging features of FOXR2-activated

Perfusion and diffusion-weighted imaging

CNS neuroblastoma: A case series andparameters: Comparison between pre- andsystematic

postbiopsy MRI for high-grade glioma.

review.

J

Neuroimaging.

2023;33: 359–367.

J,

Ota

et

Medicine (Baltimore). 2022;101: e30183.

7. Kurokawa R, Kurokawa M, Baba A, Ota Y,
Kim

A,

Baba

Capizzano

A,

et

al.

12.

Dynamic

Kurokawa R, Kurokawa M, Baba A, Kim
J, Srinivasan A, Moritani T. Dynamic

susceptibility contrast-MRI parameters,

susceptibility

ADC values, and the T2-FLAIR mismatch

weighted and diffusion-weighted magnetic

sign are useful to differentiate between

resonance imaging findings in pilocytic

H3-mutantandhigh-grade

astrocytoma and H3.3 and H3.1 variant

midlineglioma.

2022;32:

diffuse midline glioma, H3K27-altered.

H3-wild-type
Eur

Radiol.

3672–3682.

perfusion-

PLoS One. 2023;18: e0288412.

8. Kurokawa R, Baba A, Kurokawa M, Capizzano
A,

contrast

HassanO,

JohnsonFujita R, Hosoi R, Miyawaki E, et al.

Pretreatment ADC Histogram Analysis as a

Ectopic pituitary neuroendocrine tumor

Prognostic Imaging Biomarker for Patients

arising in the sphenoid sinus with an avid

with Recurrent Glioblastoma Treated with

18F-fluorodeoxyglucose

Bevacizumab:

masquerading as malignancy: A case report.

Systematic

etUsui Y, Kurokawa R, Fukushima T,

al.

A

T,

13.

Review

andMeta-analysis. AJNR Am J Neuroradiol.

Radiol Case Rep. 2023;18: 2943–2947.

2022;43: 202–206.
9. Kurokawa

R,

Hagiwara
Baba

uptake14.

Kurokawa R, Kurokawa M, Baba A, Ota

A,

Kurokawa

M,

Y, Pinarbasi E, Camelo-Piragua S, et al.

A,

Moritani

T.

Major

Ellingson

BM,

Diffusion

histogramprofilespredict

Organization Classification of Central

molecularfeaturesof4

Nervousgradeinhistologically lower-grade adult diffuse

Changes
Systemin

Tumors.

2022;42: 1474–1493.

gliomas following WHO classification 2021.
European Radiology.

39

2021

World

HealthRadiographics.

共同利用研究室

研究実績報告● 理学系研究科化学専攻

物性化学研究室

チオシアノ金属酸イオンを構築素子とする錯体のサブテラヘルツ光吸収
特性と発光温度計機能

金属錯体に様々な金属イオンや配位子を導入することで、その錯体の性質を変化させ、新しい機能性やクロスオーバー現象を発現させることができる[1]。シアノ金属酸イオンと同様に、チオ / セレノシアン酸金属イオンは、他の金属イオンと組
み合わせて多様な構造体を合成するのに優れた構築素子である [2, 3]。本研究では、チオ / セレノ
シアノ金属酸イオンと FeII イオンまたは希土類イ

図１．図の挿入例

オンおよび有機配位子を構築素子として、サブテ
ラヘルツ光吸収を示す水銀(II)-鉄(II)配位高分子[4]および発光温度計機能を示す金(I)錯体多量体[5]を合成した。

図 1-1．{[FeII(H2O)2(MeOH)][HgII(SCN)4]·
2Phen·H2O·MeOH}n (1)の結晶構造.

1. サブテラヘルツ光吸収を示す水銀(II)-鉄(II)配のアキシアル位に Qxn の配位が見られる。また 1

位高分子
II

II

2−

Fe イオンと[Hg (XCN)4](X=S, Se) アニオンと同様に 2 次元ネットワークを持ち、配位していを phenazine (Phen) 、 quinoxaline (Qxn) 、 4,4’-る Qxn と配位していない Qxn の双方が柱状に積層

trimethylenepyridine (Tmp) の存在下で反応させるしている。Qxn を 2 の半量にして合成した 3 は配IIことで、6 つの化合物 {[Fe (H2O)2(MeOH)]

位していない Qxn を欠き、FeII-NCS-HgII の 3 次元

[HgII(SCN)4]·2Phen·H2O·MeOH}n (1), {[FeII(H2O)4]

ネットワークが形成されている。架橋配位子であ[Fe (Qxn)2][Hg (SCN)4]2·2Qxn·2H2O}n(2),

る Tmp を用いて合成された 4 は FeII のアキシアル{[FeII(MeOH)2][FeII(Qxn)2][HgII(XCN)4]2}n (X = S, 3;

位に Tmp が配位し、FeII が Tmp と[Hg(SCN)4]2+の

X = Se, 3-Se), {[FeII(Tmp)][HgII(XCN)4] ·H2O}n (X =双方に架橋された 2 次元ネットワークを持つ。まS, 4; X = Se, 4-Se) を合成した。単結晶 X 線構造解

た、3, 4 の Se 類似体である 3-Se, 4-Se は粉末とし析により 1, 2, 3, 4 の結晶構造が明らかになった。

て得られ、粉末 X 線構造解析によってそれぞれ 3,

II

II

II

嵩高い Phen を含む 1 では、Fe に NCS と溶媒分子
II

4 と同一の構造を取ることが明らかになった。

IIのみが結合し、Fe -NCS-Hg が 2 次元ネットワー

各化合物の光学フォノンモードを調べるためテクを形成している。また Phen は 2 次元ネットワー

ラヘルツ時間領域分光 (THz-TDS)

クの層間において π-π 相互作用を介して柱状に積全ての錯体がサブテラヘルツ領域に吸収を示した

層している (図 1-1)。立体障害のより小さい Qxn

が、特に 1, 3, 3-Se においてそれぞれ 0.63 THz, 0.62IIを用いた 2 は 2 つの Fe サイトを持ち、一方の Fe

II測定を行った。

THz, 0.61 THz に強い吸収ピークが観測された。

42

Vienna Ab initio Simulation Package (VASP) によるの 0.91 THz に見られた。さらにインピーダンス整第一原理計算により、1 の 0.63 THz ピークに対応

合解析により、3 における 0.62 THz ピークは適切するフォノンモードは Phen と FeII に配位したメタな厚み (389 μm) にすることで反射損失−43.0 dB

ノールの振動に帰属された (図 1-2)。また 3, 3-Seを達成できることが明らかになった。

の 0.62 THz, 0.61 THz ピークに対応するフォノン

各化合物のラマン散乱スペクトルを測定したとII

モードは Fe に配位したメタノールの振動に帰属

ころ、全ての錯体においてサブ THz 領域から 3800された。SCN を SeCN に置換したことによって、

cm−1 までの幅広い周波数帯でラマン活性の振動

3 の 0.62 THz ピークは 3-Se の 0.61 THz と 0.68 THz

モードが観測された。特に 1, 4, 4-Se はそれぞれに分裂し、全体として高周波数側にシフトした。

0.44 THz, 0.51 THz, 0.53 THz の非常に低い周波数

これは重い元素による置換で SeCN が振動できるのサブ THz 帯域におけるラマン散乱を示した。第

体積が減少し、3 次元ネットワーク内での束縛が一原理計算により、1 の 0.44 THz におけるラマン強まったためだと考えられる。一方 4, 4-Se は 2 次

散乱は Phen と FeII に配位したメタノールの振動に元構造を持ち運動の自由度が高いため、4 の 0.96

帰属され、4, 4-Se の 0.51 THz, 0.53 THz におけるラTHz ピークに対応する吸収が 4-Se では低周波数側

(a)

(a)

(b)

(b)

図 1-3．(a) 1 の低周波数領域におけるラマン
散乱スペクトル. 上部の赤いバーは第一原理計
図 1-2．(a) 1 の THz-TDS 吸収スペクトルと算によるピーク位置予測を示す. (b) 1 のフォ(b)

ノンモード a-10 (0.41 THz)における原子運動.

ローレンツ関数によるフィッティング.

第一原理計算による THz-TDS 吸収スペクトル.

緑色は主要な運動を示す.

43

マン散乱は XCN と Tmp の振動に帰属された（図1-3）。SeCN 置換の効果は THz-TDS と同様に 3 では青方偏移、4 では赤方偏移として現れた。
各化合物について磁気測定を行ったところ、全ての錯体が常磁性の挙動を示した。室温におけるχMT の値は 3.5−4.0 K cm3 mol−1 の範囲内であり、FeII が高スピン状態 (S = 2, gFe = 2.1−2.3) であると仮定して計算した値および第一原理計算の結果と整合する。この特徴は、用いた有機配位子と XCNの配位子場が弱いことに起因する。

図 2-1. GdAu2 (a), (c), GdAu3 (b), (d)の結晶構

以上、水銀(II)-鉄(II)配位高分子を合成し、その造.

サブテラヘルツ光吸収特性が THz-TDS、ラマン散
乱スペクトルおよび第一原理計算によって明らかになった。
2. 発光性金錯体多量体を用いた光学温度計
金チオシアネート塩 K[Au(SCN)2]のアセトニト
リル溶液と 1,10-phenanthoroline (phen) のアセトニ

図 2-2. GdAu2 (a), GdAu3 (b) の低周波数ラトリル溶液、および各金属塩化物 GdCl3, YCl3 のア

マン散乱スペクトルとその温度依存性.

セトニトリル·水混合溶液を混合することで[REIII(phen)2(μ-OH)(H2O)2]·[AuI(SCN)2]2·phen·0.5

cm−1 付近に金原子間の振動によるピークが現れる

MeCN·0.5 H2O (RE = Gd, GdAu2; RE = Y, YAu2) がと予測された。この振動は有機配位子由来の振動

箱状の結晶として得られた。また K[Au(SCN)2]のと重なっているため、金原子間の振動であること

アセトニトリル溶液と 2,2’-bipyridyl-N,N’-dioxide

を確かめるためにラマン散乱スペクトルの温度依(bpdo) アセトニトリル·水混合溶液、および各金属存性を測定したところ、110 cm−1 付近のピークは塩化物 GdCl3, YCl3 のアセトニトリル·水混合溶液

温度低下に伴い高エネルギー側へと移動した。こを 混 合 す る こ と で [REIII(bpdo)4]·[AuI

れは金原子間距離が温度低下に伴い短くなること(SCN)2]3·MeCN (RE = Gd, GdAu3; RE = Y, YAu3)と整合するため、金多量体の形成が明らかになっが針状の結晶として得られた。GdAu2, YAu2 はた (図 2-2)。

[Au(SCN)2]− の 二 量 体 を 、 GdAu3, YAu3 は次に、光学温度計特性を評価するために可視光[Au(SCN)2]−の三量体を含んでいる(図 2-1)。金原子

領域発光を測定した。GdAu2, YAu2 においては、間距離は 300 K において 3.081−3.171 Å であり、3.6

高エネルギー領域では 460 nm に、低エネルギー領

Å 以下であったことから金原子間相互作用が働い域では 480 nm, 510 nm, 575 nm に発光ピークが現ていると考えられる。また金原子間距離は温度低れた。510 nm の発光について励起スペクトルを測下に伴い減少することが明らかになった。金錯体定した結果、275 nm に一重項一重項遷移が、375

多量体が形成されて金原子間相互作用が働いていnm に一重項三重項遷移が現れた(図 2-3. (a), (b))。

ることを確かめるために、得られた単結晶を用い

375 nm の励起光による発光について温度依存性をて低周波数ラマン散乱スペクトル測定とその温度測定したところ、室温から 250 K までは青色発光

依存性を測定した。第一原理計算の結果から 110が観測され 225 K から 65 K まで下げるにつれ明る44図 2-4. GdAu2, GdAu3 の発光強度比率の温度依
存性 (a), (c). 温度感受率の温度依存性 (b), (d).

図 2-3. GdAu2, GdAu3 の発光スペクトル(a), (c)と励起スペクトル(b), (d)の温度依存性.

おいて 2.45, 4.49 % K−1 の感受率をそれぞれ 133 K,

い青、薄い青、シアン、そして緑へと変化した。こ

89 K で記録した(図 2-4. (b), (d))。温度不確かさ δTのことから 225 K 以下で励起二量体が形成されてを δT = (δ∆/∆)/Sr として求めたところ 50 K から 225いることがわかる。GdAu3, YAu3 についても同様

K までの温度領域で 0.2 K を下回り、以上の結果に発光スペクトルを測定した。高エネルギー領域から今回得られた分子集積体は 50 K から 225 K のでは 425 nm に、低エネルギー領域では 520 nm に間で高感度の光学温度計として機能することが明

発光ピークが現れた。425 nm の発光ピークについらかになった。今回このような優れた光学温度計−て励起スペクトルを測定したところ[Au(SCN)2]

特性が示されたのは励起多量子形成に伴う三重項の二量体、三量体由来の遷移が観測された。520 nm

状態の変化が原因だと考えられる。

の発光を最大にする 330 nm の励起光を用いて発光の温度依存性を測定したところ、300 K から 125[1] S. Ohkoshi, K. Imoto, Y. Tsunobuchi, S. Takano,
H. Tokoro, Nat. Chem. 3, 564– 569 (2011).
[2] K. Kumar, O. Stefanczyk, K. Nakabayashi, K.
Imoto, Y. Oki, S. Ohkoshi, Adv. Optical
Mater., 10, 2101721 (2022).
[3] G. Li, O. Stefanczyk, K. Kumar, K. Nakabayashi
and S. Ohkoshi, Inorg. Chem., 62, 7, 3278–3287(2023).
[4] G. Li, O. Stefanczyk, K. Kumar, Y. Mineo, K.
Nakabayashi and S. Ohkoshi, Angew. Chem. Int.
Ed., 62, e202214673 (2023).
[5] K. Kumar, O. Stefanczyk, S. Chorazy, K.
Nakabayashi and S. Ohkoshi, Angew. Chem. Int.
Ed., 61, e202201265 (2022)

K にかけて橙色から黄緑色へと変化した(図 2-3. (c),(d))。
GdAu2, YAu2, GdAu3, YAu3 の発光において、
高エネルギー領域と低エネルギー領域での強度が温度によって変化するため、高エネルギー領域と低エネルギー領域の発光強度の比率∆を計算した
ところ、∆は特に低温領域において強い温度依存性を示した (図 2-4. (a), (c))。∆を用いた温度計の温度感受率を Sr = (∂∆)/(∂T)/∆として計算すると、GdAu2,
YAu2 は最大 Sr として 510 nm と 460 nm の発光強度比率において 6.65, 2.78 % K−1 の感受率をそれぞれ 71 K, 56 K で記録した。また GdAu3, YAu3 は最大 Sr として 520 nm と 425 nm の発光強度比率に45

● 工学系研究科電気系工学専攻

半導体・スピントロニクス研究室

シリコンベース・スピン電界効果型トランジスタにおける電子スピン輸送

1. 研究の背景

方向を平行（P）・反平行(AP)と制御することができる。

シ リ コ ン (Si) MOS 電 界 効 果 型 ト ラ ン ジ ス タ

なお spin MOSFET と同様のチャネル構造を持つホー(MOSFET)の二次元(2D)反転チャネル中での電子ス

ル測定用のデバイスも同一基板上に作成した。

ピン輸送は、その物理機構の解明とデバイス応用に向けて近年盛んに研究されている [1-9]。応用の一つとして提案されている「スピン電界効果型トランジス
タ(Spin MOSFET) [1-3]」は、不揮発性に出力特性を変化することによって電子回路の超低消費電力化が可能であり、また既存の CMOS 技術との整合性も高いことから実用化に向けて注目が集まっている。
Si はスピン軌道相互作用が比較的小さく、バルクでFig. 1 Schematic illustration of our spin MOSFET
device structure and measurement setup. All the top
electrodes were Fe/Mg/MgO/n+-Si ferromagnetic
tunnel junctions with a lateral length LS = 0.7 μm
for the S and LD = 2.0 μm for the D. A 8-nm-thick
p-Si channel with a boron doping concentration NA= 1×1015 cm−3 has a length Lch = 0.4 µm or 10 µm
and a width Wch = 180 µm. The BOX layer is usedas the gate dielectric.

のスピン寿命(spin lifetime: τS)が比較的長いことが知られている。しかしながら Si-2D チャネルのスピン寿命については実験的報告が限られており、スピン緩和の物理的機構や電子の運動量緩和時間との関係は明らかにされていない。本研究では強磁性
Fe/Mg/MgO/n+-Si トンネル接合をソースとドレイン電極に用いた Spin MOSFET を作製し、Si-2D チャネル

伝導電子のスピン輸送の物理の解明には Hanle 効における電子スピン輸送について詳細な解析を行っ果の測定が用いられる [9-11]。これは電子スピンにた。[6-9]

対して垂直方向の外部磁場を印加してスピンの歳差運動を誘起することで、外部磁場の強さに比例して輸

2. デバイス構造・実験手法

送スピンの位相角が変化し、その結果出力電圧が外Figure １に本研究で作製した Spin MOSFET の構部磁場に対して振動的に変化する現象である。この造を示す。チャネル 層は 8 nm 厚の p-Si (NA ∼信号はスピン寿命 τS やスピン輸送長 λeff の評価・解析

1×1015 cm-3)である。埋め込み酸化膜(BOX)をゲートに非常に有効である。本研究では反転チャネルでの絶縁体として利用し、p-Si の下部に電子反転チャネル

横方向電界によるスピンドリフト効果を取り入れた独が形成されることでトランジスタとして動作する。チャネ

自のスピン輸送方程式を導き [7-9]、得られた Hanle

ル長 Lch は 0.4 μm、 10 um の二種類を用意した。電信号を解析した。Si-2D チャネルの電子散乱機構は子スピンの注入と検出を行うため、ソース(S)・ドレイン

温度やゲート電圧によって大きく変化するため、様々(D)電極として強磁性 Fe/Mg/MgO/n+-Si トンネル接合

な条件での Hanle 信号を測定することで運動量緩和を電子線蒸着等により作成した。電極幅は S と D でそ機構とスピン散乱の関係を系統的に解析することが可

れぞれ 0.7 μm、2.0 μm とすることによって保持力に差能である。またデバイスを水素中でアニールすることを持たせてあり、外部磁場の掃引によって相対磁化により電子移動度 μe が向上することが知られている46

[12]。アニール処理前後での Hanle 信号の変化を解

次にスピン寿命 τS を評価するため、Hanle 効果の測析することで、μe の向上により τS と λeff が共に増大する定を行った。振動を明瞭に観測するため Lch = 10 μm

ことを確認した。

のデバイスを用いた。一定の VGS、IDS、を印加した状態で面直磁場 H⊥を掃引し、ΔVDS を測定した。測定は3. 測定結果・信号解析

平行、反平行の両方の磁化条件で行った。得られた

Figure 1(a), 1(b)に室温において得られた IDS-VDS 特

シグナルを Fig. 4 に実線で示す。赤実線は相対磁化性、および IDS-VGS 特性を示す。測定はチャネル長 Lch

方向が平行、青実線は反平行状態での信号である。

= 0.4 μm のデバイスで行った。ゲート電圧 VGS の印加

磁場の増加に伴い輸送されるスピンの位相が 0, π, 2π,によって IDS が 106 程度変化しており、良好なトランジ

3π… と回転することに対応して、シグナルが正、負、スタ特性を有することを確認した。また一定の IDS、VGS

正…と振動していることが明瞭に観測された。また磁を印加した状態で面内外部磁場 H//を掃引し、VDS の化状態に対応して位相が π ずれるため、シグナルの変化 ΔVDS を測定した。Figure 2 に示すように、ΔVDS は正負が反転している。高磁場において振幅が小さく

強磁性電極の相対磁化状態に対応して変化したなっているのはスピンの拡散による位相緩和に由来（spin-valve 効果）。これらの特性は本デバイスが室温する。また、IDS が小さくなるにしたがって振動周期がにおいても Spin MOSFET として動作していることを示

短くなっている。これは IDS が小さくなるにつれ電子のしている。

輸送にかかる時間が長くなり、同じ回転角に必要な外部磁場の大きさが小さくなることと対応している。

Fig. 2 (a) IDS-VDS and (b) IDS-VGS characteristics of thespin MOSFET device with Lch = 0.4 μm at 295 K.

Fig. 4 Hanle signals obtained at VGS = 40 V withvarious IDS = 10, 8, and 5 mA at 295 K. Red and blue
solid curves are obtained in parallel and anti-parallel
magnetization configurations, respectively, anddashed curves are fittings.
これらのシグナルを反転チャネルでの横方向電界
EL によるスピンドリフト効果、およびデバイス構造を正確に考慮した独自の解析式で評価を行った。[7-9] P 2I  1
 L 
1 ∆V 2T ( H ⊥ ) = ± Re  S DS  u + d  exp − dch  λch 
 X  rch rch 

Fig. 3 Change in ΔVDS as a function of in-planemagnetic field H// (spin-valve signals) obtained at
295 K with VGS = 40 V and constant IDS. Red,
orange, green, and blue curves are those obtainedwith IDS = 10, 8, 5, and 2 mA, respectively.

…(1)
ただし、

47

得た。その後デバイスを希釈水素中で 30 min アニー

 1
1  11 
X =  (S) + d  (D) + u  rNL rch  rNL rch 
 1
 L
1  11 
L −  (S) − u  (D) − d  exp − uch − dch ,
λ
λ
r
r
r
r
ch  NL
ch 
ch 
 NL
 ch

られた結果は 4 節、5 節に詳しく示す。ホール測定用のデバイスも同時にアニールすることで移動度と運動

rchu(d) = RSλˆd(u)ch / Wch ,…(3)

r + r tanh (LS(D) / λn )S(D)= ch nrNLrn ,rn + rch tanh (LS(D) / λn )…(4)
− µEL +λˆd(u)=ch 2 De

4. スピン寿命と運動量緩和時間の関係
Figure 5 に Hanle 信号のフィッティングにより得られτS（左軸）と温度の関係をしめす。白四角、黒四角はそ…(5)

れぞれアニール前、後の τS である。アニール前は室温でおおよそ τS ~ 1 ns 程度であり、温度低下とともに緩やかに上昇した。一方アニール後は室温で τS ~ 2

ˆn

量緩和時間の変化を測定した。

−1

2
2
 µEL   1   , + 
 2 De   λˆch  ρ n λnR λˆ,rch = S ch , rn =
tnWch
Wch
λˆ =

ルし、同様の測定を繰り返し τS の変化を評価した。得

…(2)

…(6)

ns 程度であり、温度低下とともに急激に上昇し 4.2 Kにおいて τS ~ 9 ns 程度の値が得られた。これらの変化

Deτ S
Dnτ n
, λˆch =,1 + iγH ⊥τ S
1 + iγH ⊥τ nを解析するため、同グラフに電気的なホール測定に…(7)

よって決定された電子運動量緩和時間 τ を右軸にプロットした。白丸、黒丸はそれぞれアニール前、後の τである。 式(1)の復号は平行・反平行に対応し、PSであり、それぞれ実線、破線でデータ点を繋いでいる。

は強磁性電極のトンネルスピン分極率、γ は電子の磁

なお右軸は左軸に対して 1/25000 倍スケールしてプ

気回転比、Dch、τS、RS はそれぞれ Si-2D チャネルでのロットしている。アニール前の τ が温度に対して緩やか

電子拡散定数、スピン寿命、シート抵抗率、Dn、τn、ρn、に変化していることから、全温度領域にわたってクー+

tn はそれぞれ n -Si 領域の電子拡散定数、スピン寿命、

ロン散乱が支配的である。そしてアニール後は強い温抵抗率、膜厚である。また rchd、rchu、はそれぞれ S 電度依存性があることから、室温ではフォノン散乱、低極から D 電極向き(down stream)、D 電極から S 電極

温ではクーロン散乱が支配的である [13]。Figure 5 上

向き(up stream)の Si-2D チャネルでの実効スピン抵抗で τS と τ がおおよそ一致していることから、τ/τS =を表し、rNLS、rNLD はそれぞれ S 電極、D 電極の外側

1/25000 の比例関係が温度変化やアニール前後で変（非局所領域）の実効スピン抵抗、そして rch、rn はそ化しないことが分かる。これはすなわちフォノン散乱と+れぞれ Si-2D チャネルおよび n -Si 領域のスピン抵抗

クーロン散乱によって τ/τS の比が変化しないことを意である。導出においては、境界でのスピン流と各ス味する。また同様の解析を様々なゲート電圧条件でもピン電子の電気化学ポテンシャルの一致を仮定し、行い、τ/τS = 1/25000 の比例関係がおおよそ保たれる伝導は一次元スピンドリフト拡散モデルに従うとした。

ことが分かった。これは界面ラフネス散乱においてもフィッティングの結果を Fig.4 に黒破線で示した。異なτ/τS の比が変化しないことを意味する。以上の結果かる IDS で得られたシグナルの変化が同一のパラメータ

ら、2D-Si チャネル中では運動量散乱時のみに電子によって再現できており、また Hanle 信号のフィッスピン反転が起こるという EY 機構[14,15]に従うこと、ティングから得られた電子移動度 μ が電気的なホール

そして一回の運動量散乱に伴うスピンの反転確率が測定の結果と一致したことから、本デバイスでのスピン散乱機構によらずおおよそ 1/25000 であることが明ら輸送が式(1)によって精度よく記述できていると結論付かとなった。

けた。同様の測定を様々な VGS、温度下で行い τS を48

Fig. 5 τS and τ plotted as a function of thetemperature T, where open circles/squares andclosed circles/squares were estimated values forthe as-prepared and annealed devices,
respectively. Left and right vertical axes represent
the scales for τS and τ, respectively.

Fig. 6 Effective spin transport length λeff
calculated using Eq. (8) and the experimentally
determined parameters; τS, μ, and De, plotted asa function of EL. The dashed and solid lines arevalues calculated using Eq. (8), and open andclosed circles represents the experimental bias
points. Blue, green, orange, and red colors
denote T = 4, 77, 150, and 295 K, respectively.

5. スピン輸送距離と輸送効率
スピン輸送距離は以下の式で計算される。

[

λeff = Re λˆdch

]= λ

drift

H ⊥= 0

ここでλdiff = (DeτS)

0.5

2

2

+ λdrift + 4λdiff
22

6. まとめ…(8)

本研究では強磁性 Fe/Mg/MgO/n+-Si トンネル接合

はスピン拡散長、 λdrift = μELτSをソースとドレインに用いた Spin MOSFET を作製し、はスピンドリフト長であり、横方向電界 EL に比例しSi-2D チャネルにおける電子スピン輸送についてて増大する。 Figure 6 に式(8)と実験から得られたパ

Hanle 効果を用いて詳細な解析を行った。様々なラメータを用いて見積もった Si-2D チャネルにおける

ゲート電界や温度条件下で τ/τS = 1/25000 の比例関λeff を、EL に対してプロットした。丸印は実験的に係が変わらなかったことから、2D-Si チャネル内での電Hanle 効果を測定したバイアス点での λeff の値を表し、

子スピン反転が EY 機構支配であること、そしてスピン実線は様々な EL について式(8)を用いて計算した結の反転確率が運動量散乱機構によらずおおよそ果である。破線がアニール前、実線がアニール後の1/25000 であることが明らかとなった。またアニールに

λeff であり、色は温度の違いを表している。λeff が EL による移動度向上に伴って τS も上昇し、低温において対して直線的に増加している領域はドリフトが支配的~160 um という非常に長いスピン輸送距離が得られた。

であり、測定点はおおよそこの領域に入っていること

2D-Si チャネルは室温においても高効率なスピン輸が分かる。Si 反転チャネル中のスピン輸送が、アニー送(～97%)が実現でき、デバイス応用可能な特性をル前においては室温で~10 µm、4.2 K においては~20持つことが実験的に示された。
（文責：佐藤彰一、田中雅明）µm、アニール後には室温で~15 µm、4.2 K においては~160 µm という長い距離に達することが示された。ス
ピンの輸送効率 ηS はおおよそ ~exp(−Lch/λeff) の関

謝辞 本研究は低温科学研究センターの共同利用実係で評価することができ、仮にチャネル長が 0.4 µm

験室、および寒剤（液体 He、N2）供給を利用して行わとした場合、アニール後のデバイスにおいては室温れた。また JST CREST (No. JPMJCR1777), Spin-RNJ,

においても 97%を超える輸送効率が見積もられた。

科学研究費 (No. 20H02199)から支援を受けた。

49

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50

Mater. 7, pp.102/1-12 (2022).
10.1038/s41535-022-00511-0

Publications in FY2022 （2022 年度発表論文）

DOI:[7] Kosuke Takiguchi, Le Duc Anh, Takahiro Chiba,
Harunori Shiratani, Ryota Fukuzawa, Takuji
Takahashi, and Masaaki Tanaka, "Giant gatecontrolled odd-parity magnetoresistance in onedimensional channels with a magnetic proximity
effect", Nature Commun. 13, pp.6538/1-7 (2022).
DOI: 10.1038/s41467-022-34177-w[1] Masaki Kobayashi, Munetoshi Seki, Masahiro
Suzuki, Ryo Okano, Miho Kitamura, Koji Horiba,
Hiroshi Kumigashira, Atsushi Fujimori, Masaaki
Tanaka, and Hitoshi Tabata, “Intervalence chargetransfer and charge transport in the spinel ferrite
ferromagnetic semiconductor Ru-doped CoFe2O4”,
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Nakane, "Electron Spin Transport in a MetalOxide-SemiconductorSi
Two-Dimensional
Inversion Channel: Effect of Hydrogen Annealingon Spin-Scattering Mechanism and Spin Lifetime",
Phys. Rev. Applied 18, 064071/1-11 (2022).
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13, pp.2181/1-9 (2023). DOI: 10.1038/s41598023-29169-9[3] M. Kobayashi, N. H. D. Khang, T. Takeda, K.
Araki, R. Okano, M. Suzuki, K. Kuroda, K. Yaji,
K. Sugawara, S. Souma, K. Nakayama, K.
Yamauchi, M. Kitamura, K. Horiba, A. Fujimori, T.
Sato, S. Shin, M. Tanaka, and P. N. Hai, "Rhombic
Fermi surfaces in a ferromagnetic MnGa thin filmwith perpendicular magnetic anisotropy", Phys.
Rev. Materials 6, pp.074403/1-7 (2022). DOI:
10.1103/PhysRevMaterials.6.074403[4] Kosuke Takiguchi, Kyosuke Okamura, Le Duc
Anh and Masaaki Tanaka, "Gate-controlled
proximity
magnetoresistancein
In1xGaxAs/(Ga,Fe)Sb bilayer heterostructures", Phys.
Rev. B 105, pp.235202/1-7 (2022).
DOI:
10.1103/PhysRevB.105.235202[5] S. Kaneta-Takada, M. Kitamura, S. Arai, T. Arai, R.
Okano, L. D. Anh, T. Endo, K. Horiba, H.
Kumigashira, M. Kobayashi, M. Seki, H. Tabata,
M. Tanaka, and S. Ohya, "Giant spin-to-charge
conversion at an all-epitaxial single-crystal-oxide
Rashba interface with a strongly-correlated metalinterlayer", Nature Commun. 13, pp.5631/1-8(2022). DOI: 10.1038/s41467-022-33350-5[6] Shingo Kaneta-Takada, Yuki K. Wakabayashi,
Yoshiharu Krockenberger,Toshihiro Nomura,
Yoshimitsu Kohama, Sergey A. Nikolaev, Hena
Das, Hiroshi Irie, Kosuke Takiguchi, Shinobu
Ohya, Masaaki Tanaka, Yoshitaka Taniyasu, andHideki
Yamamoto,“High-mobility
twodimensional carriers from surface Fermi arcs inmagnetic Weyl semimetal films”, npj Quantum51

● 工学系研究科電気系工学専攻 ナノ物理・デバイス研究室
研究テーマ：半導体・酸化物ヘテロ構造を利用した機能性素子の開拓
バンドは RSOI によってスピン縮退が解消され、

1. 背景・目的

アップスピンバンドとダウンスピンバンドに分離
物質界面における電流とスピン流の相互変換

する。Fig. 1a に示す放物線バンドにおいて、フェ現象は、次世代のスピン軌道デバイスの実現に向

ルミ面は大きな円と小さな円に分かれる。これら

けて、新規の高効率磁化制御技術への応用が期待のバンドにスピン流を注入すると、アップスピン

され、注目を集めている。界面におけるスピン流-

電子の化学ポテンシャルは上昇し、ダウンスピン

電流変換現象、いわゆる逆 Edelstein 効果（IEE:

電子の化学ポテンシャルは低下する（Fig. 1a）。そInverse Edelstein effect）は、主に界面の空間反転対のため、大小のフェルミ面が逆方向に移動し、電称性の破れによって引き起こされる Rashba 型ス

子は全体として右方向に移動する（Fig. 1a）。その

ピ ン 軌 道 相 互 作 用 （ RSOI: Rashba spin orbit

ため、スピン流から電流への変換が起こる。IEE

interactions）に由来している。IEE は、さまざまなは、トポロジカル絶縁体や重金属や酸化物のヘテ物質を組み合わせた界面を用いて人工的に設計・ロ構造で観測されている。中でも、ペロブスカイ

制御できる点が大きな利点である。物質界面では、ト酸化物 SrTiO3（STO）と LaAlO3（LAO）や AlOx

Fig. 1: Sample structure and characterizations. a Schematic illustration of the inverse Edelstein effect in a single parabolic-bandmodel. RSOI resolves the spin degeneracy of the electronic band and splits it into up- and down-spin bands (orange and blue
curves). The Fermi surface splits into large and small circles with opposite spin chirality (arrows). When a spin current is injected
into these bands, the chemical potential of the up-spin electrons increases (filled orange circles), while that of the down-spin
electrons decreases (open blue circles) (top figure of a). Thus, the large and small Fermi surfaces shift in opposite directions. Dueto the difference in the size of the circles, the movement of the outer circle is dominant, and in total, the electrons move toward
the right side (bottom of a), resulting in spin-to-charge conversion. b Schematic structure of the LSMO/LTO/STO sample used forspin pumping measurements. c RHEED oscillation obtained by monitoring the (10) spot during the MBE growth of LTO. Theorange and green regions are the time periods during which the shutters of the La and Ti cells are open, respectively. d In situ
RHEED patterns of the STO substrate, LTO (3 u.c.) and LSMO (30 u.c.) taken along the [100] direction of the substrate. e STEM
image of LSMO (30 u.c.)/LTO (3 u.c.)/STO. [S. Kaneta-Takata et al., Nat. Commun. 13, 5631 (2022).]52

などの酸化物との界面に形成される二次元電子ガ

beam epitaxy）法により、高品質のオールエピタキ

ス（2DEG: Two-dimensional electron gas）では、極シャルの La0.67Sr0.33MnO3（LSMO）/LTO/STO ヘテ

1– 4

。これ

ロ構造を成長し、スピンポンピング測定によりまで、AlOx/STO 界面では、最大で 60 nm という大LTO/STO 界面で最大 190 nm におよぶ巨大な λIEE（＝スピン流電流変換効
きな逆 Edelstein 長（λIEE）を実現することに成功した 5。

めて高効率のスピン流電流変換が起こる率）が報告されている。これは、STO 界面におけ
２．実験結果るトポロジカル的な性質を持つ量子化した多軌道バンド構造に起因していると考えられる。しかし、

まず、TiO2 を終端面とする STO（001）基板上

LAO と AlOx はともに絶縁体であり、スピン流のに、LSMO（30 unit cell (u.c.) ≈ 12 nm）/LTO（3 u.c.

効率的な注入を妨げる要因にもなっている。

≈ 1.2 nm）からなる単結晶ヘテロ構造を MBE を用

一方、極性金属である LaTiO3+δ（LTO）と非極いて成長した （Fig. 1b）。LTO の膜厚を 3 u.c.とし性絶縁体である STO 界面に形成される 2DEG は、
この目的において極めて理想的な系である。LTO

たのは、この膜厚では LTO 層の伝導よりも 2DEG

は、もともとは Ti3+ (3d1)状態を持つ反強磁性強相の伝導が支配的になることが知られているためで

関モット絶縁体であるが、わずかな過剰酸素や格ある 6。成長はシャッター成長法（Fig. 1c, d）を用

子歪みにより常磁性金属に転移する。LTO のこのいて行い、反射高エネルギー電子回折 （RHEED）

金属的な性質は、スピン流を高効率に輸送するたの振動をモニターすることにより、各層の膜厚をめには非常に望ましい。さらに、s,p 電子が遍歴す

正 確 に 制 御 し た 。 LTO は 酸 素 が 過 剰 に な る とる通常の金属とは異なり、LTO はフェルミレベル

La2Ti2O7 に容易に変化するため、酸素圧を～10–7 Pa

において、Ti 原子に局在した d 軌道のアップスと極めて低くして成長を行った。一方、LSMO のピン電子しか存在しない。ダウンスピン状態は、

成長には、はるかに高い酸素圧が必要である。LTO

オンサイトクーロン斥力により、フェルミレベルの相転移を防ぐため、LSMO の成長を 3 段階に分のはるか上に存在している。そのため、スピン散け、酸素（20%のオゾンを含む）圧力を低圧（10–7乱が著しく抑制されることが期待される。

Pa）から高圧（10–4 Pa）まで段階的に変化させた。

LTO/STO 界 面 の も う 一 つ の 顕 著 な 特 徴 は 、STO 上に成長した LTO は、STO から LTO への酸

1.8×10–11 eVm に及ぶ巨大な Rashba 係数 αR である。

素原子の拡散により、過酸化状態となる。走査透過型電子顕微鏡（STEM）および X 線解析から、

この値は、LAO/STO で報告されている値（3.4×10–eVm）よりも一桁大きく、強い LTO のイオン性

LSMO/LTO/STO 試料には、La2Ti2O7 相は存在せず、と LTO の 2.59 eV という小さな仕事関数に由来し高品質単結晶でかつ急峻な界面が形成されている

12

こ と が わ か る （ Fig. 1e ）。 さ ら に 、ている（LAO では 3.25 eV）。λIEE は αR（=λIEEℏ/τe）に比例し、ある波数におけるアップスピンとダ(LaAlO3)0.3(Sr2TaAlO6)0.7 (LSAT) (001) 基 板 上 のウンスピンバンド間のエネルギー分裂に比例する。

LSMO (30 u.c.) /LTO (3 u.c.) と STO (001) 基板上

ここで、ℏ は Dirac 定数、
τe は電子の運動量／スピンの LSMO (30 u.c.) か ら な る 参 照 試 料 を
LSMO/LTO/STO 試料と同様の成長条件で作製した。

緩和時間である。単結晶の LTO は、ペロブスカイ
ト酸化物と相性が良く、ヘテロ構造への組み込み

LSMO/LTO/LSAT には 2DEG は存在しないため、が可能である。しかし、LTO は成長条件によってLTO 層自体の IEE への影響がないことをこの試料はより安定な La2Ti2O7 相に容易に変化してしまうを用いて確認することができる。LSMO/LTO/STO

ため、高品質の LTO を成長することは一般に難し

および LSMO/LTO/LSAT 試料の LTO 層は、LSMOい。我々は、分子線エピタキシー（MBE: Molecularの成長に使用した高い酸素圧力により金属的な性

53

質を示す。また LSMO/STO 参照試料を用いて、ス

パワーMP と Vsym の間に線形関係が見られるがピンポンピング測定時の、LSMO の整流効果の影(Fig. 2b)、これは IEE 信号が MP と線形関係にある

響を排除した。共鳴角度分解光電子分光

スピン流に比例するため、妥当な結果と言える。

（R-ARPES: Resonant angle-resolved photoemission

ゼーベック効果の寄与を排除するため、二次元電spectroscopy）測定用に、LTO（3 u.c.）/STO の参照

流 jC の見積もりには、Vsym,ave = (Vsym,0° – Vsym,180°)/2

試料を成長した。

で得られる電圧の平均値を用いた。 ここで、Vsym,0°

LTO/STO 界面の 2DEG における λIEE を得るため

および Vsym,180° は、それぞれ θH＝0°および 180°のに、強磁性共鳴（FMR: Ferromagnetic resonance）

Vsym の値である。Fig. 2b に示すように、Vsym,0° とを用いたスピンポンピング測定を行った（Fig. 2a）。

Vsym,180° のデータはほぼ対称であり、ゼーベック効

LSMO から注入されたスピン流は、2DEG 領域で果は無視できるほど小さいことが分かる。本研究

電流に変換される。ここで、θH を面内[110]軸に対で 用 い た LSMO/LTO/STO 試 料 （ Fig. 2a ） とする磁場 H の面外の角度とする（Fig. 1b）。15 K

LSMO/STO 試料のダンピング定数 α の差から、ス

いおいて θH = 0°と 180°で測定した起電力 V(H)のピン流密度 jS0 を見積もった。LSMO/STO 試料の減μ0H 依存性（Fig. 2b）に示すように、V は共鳴磁場衰定数としては、報告されている中でも極めて低

μ0HFMR で急激に増大している。純粋な IEE 信号をい値を有する高品質の LSMO 薄膜で得られている抽出するために、V を IEE の信号を含む対称成分

報告値（1.57 × 10−3）を利用した 7。ダンピング定Vsym と、非対称成分 Vasym に分解した。マイクロ波

数は結晶の品質に依存するため、この選択により、

Figure 2| a Magnetic field μ0H (// [110] of the STO substrate) dependence of the microwave absorption derivative for the
LSMO/LTO/STO sample at 15 K with MP = 50 mW. b Magnetic field μ0H dependencies of V at 15 K measured for the
LSMO/LTO/STO sample with various MP values ranging from 30 to 100 mW. In the electron-spin resonance system, a microwave
magnetic field hrf is applied along the [11� 0] direction of the STO substrate. The inset shows the linear relation between the
microwave power MP and Vsym. c H dependence of jC,0°2D/hrf2 measured for the LSMO/LTO/STO sample at various temperatures
ranging from 15 to 300 K with MP = 50 mW. The inset shows the μ0H dependence of V0°. d Comparison of jC,0°2D/hrf2 between
LSMO/LTO/STO, LSMO/LTO/LSAT and LSMO/STO measured with MP = 50 mW. The measurements are conducted at 15 K. The
inset shows an enlarged figure of the μ0H dependence of jC,0°2D/hrf2 measured for the LSMO/LTO/LSAT sample. e Summary of thetemperature dependences of λIEE(= jC,sym2D/𝑗𝑗S0 ) in various material systems. [S. Kaneta-Takata et al., Nat. Commun. 13, 5631 (2022).]54

jS0 を大きく見積もる可能性があり、その結果とし値は 1 nm 以下であり、LTO/STO 系における変換て λIEE が実際よりも小さめに見積もられる可能性

効率の高さが理解できる。
IEE における多軌道バンド構造の役割を明らかがある。
Fig. 2c に示すように、マイクロ波磁場の 2 乗あにするため、有効強束縛近似モデルに基づくバンたりの二次元電流と θH = 0°で得られた起電力（そド計算を実施した。計算で用いたバンドパラメー

2

れぞれ jC,0°2D/hrf 、V0°と定義）は温度の低下ととも

タは、R-ARPES により得られた参照試料 LTO (3に急激に増加している。この挙動は、面内ホールu.c.)/STO のバンド分散の測定結果（Fig. 3a,b）を効果のような LSMO 薄膜内の電流磁気効果とは全再現するように最適化した。得られたフェルミ面

く異なる。ρ を LSMO の抵抗率、n を 1～2 の定の異方的な形状（Fig. 3b）は、SrVO3 や LTO な数とすると、これらの効果は ρ に比例するので、

どの 3d1 電子配位で見られるフェルミ面とは大温度の低下とともに大きく減少するはずである。

きく異なり、STO 界面の特徴を反映している。Ti

従って、電流磁気効果は無視できる。jC,0°2D/hrf2 のの d 軌道（dxy, dyz, dzx）はバルク STO では縮退して–1

値は 15 K で 655.1 mA m G に達し、IEE でこれいるが、LTO/STO 界面では二次元閉じ込めによりまでに報告されてきた値（50 mA m–1G–2 程度以下）

分裂している。dyz および dzx バンドは、z 方向の波

よりはるかに大きいことから、LTO/STO では巨大動関数の広がりにより、この方向の有効質量は小なスピン流-電流変換が起こっていることがわか

さく、量子化エネルギーが大きいため、EF 以下にる。Fig. 2d に示すように、2DEG の存在しないは最低準位のサブバンドのみが観測される。一方、

LSMO/LTO/LSAT で得られた jC,0°2D/hrf2 の値はほぼ

dxy バンドは、波動関数が薄膜面内に強く閉じ込めゼロであり、LSMO/LTO 界面と LTO 層でのスピン

られ、z 方向の有効質量が大きいため、Fig. 3a に示

流-電流変換は無視できるほど小さいと言える。ますように、量子化エネルギーが小さくなり、最低

た、LSMO/STO 試料で得られた jC,0°2D/hrf2 もほぼゼ

準位のサブバンドと第 2 サブバンドが観測される。

ロであり、LSMO における整流効果の影響も無視

ここで、x 方向、y 方向、z 方向を、それぞれ面内できる。以上より、得られた信号は LTO/STO 界面［100］、面内［010］、膜面に垂直な方向（//［001］）の二次元電子ガスにおけるスピン流-電流荷変換と定義した。スピン軌道相互作用に加えて、これに起因していると言える。

らのバンドの混成により、複雑なスピン分裂が生n–2Fig. 2e に、温度（T）の変化に対する λIEE （=じている（Fig. 3a の挿入図）。キャリア密度を

jC,sym2D/jS0）の変化のデータを、他の材料と STO と⁓3×1014 cm–2 としてフェルミレベルの位置を設定の界面で報告されている λIEE の値と合わせて示す。

した時のバンド分散とフェルミ面の計算結果は、T の減少に伴う λIEE の大幅な増加は、STO の誘電

R-ARPES の結果と良く一致する（Fig. 3a,b） 。

率が温度の減少により大きく増加することによる

この計算結果から、スピン軌道相互作用の大きクーロン相互作用の減少に起因した τe の増加に起さΔASO を 15 meV に固定して、空間反転対称性破因している。LTO/STO 試料では、15 K で 193.5 nm

れの度合いを表すΔz を変化させた場合の λIEE を理

この結果は、という非常に大きな λIEE が得られた。

論的に導出した（Fig. 3c）。両パラメーターは実質

LTO/STO 系がスピン流電流変換機構として非常に的にスピン分裂の大きさに影響を与える。ここで優れていることを示している。一方、バルク材料

は、すべての T について EF を E'F = –102 meV（Fig.

で観測されるスピンホール効果においては、θSHEλS3a） に設定した。Fig. 3c において、計算結果は λIEE

が λIEE と等価であるとみなすことができる。ここの実験値をよく再現している。E'F (= –102 meV)でで、θSHE はスピンホール角、λS はスピン拡散長では、フェルミ面は大きな Rashba 分裂を示しておりある。Pt や W などの金属では、θSHEλS の典型的な（Fig. 3d）、これが大きな λIEE の原因のひとつと55

Figure 3| R-ARPES measurement results for the band dispersion and Fermi surface with the theoretical curves and spinorientations, and a comparison between the experimental λIEE and theoretical λIEE. a, Band dispersion of a reference sample
LTO (3 u.c.)/STO along the [100] direction measured by R-ARPES. The 2DEG states are observed using the resonant photon
energy for the Ti L3 absorption edge of the Ti3+ component (hν = 459.7 eV). In this measurement, energy dispersion along the kx
direction is observed. The curves represent the band dispersions calculated by the effective tight-binding model. The inset is theenlarged band dispersion of calculation near the crossing point of the dxy and dyz bands. The dotted line of the inset corresponds to
the Fermi level in the LSMO/LTO/STO sample (E'F = –137 meV). Here, EF and E'F are the Fermi levels of LTO/STO and
LSMO/LTO/STO obtained by the R-ARPES measurement and calculation, respectively. The value of E'F is based on the EF of
LTO/STO. b, Fermi surface of the reference sample LTO (3 u.c.)/STO obtained by R-ARPES. In this measurement, the Fermi
surface elongated in the ky direction is visible, but the surface elongated in the kx direction is not, due to the experimental
geometry of ARPES measurements. The curves are the Fermi surfaces calculated by the effective tight-binding model at EF = 0
meV. c, Temperature T dependence of experimental λIEE for the LSMO/LTO/STO sample and calculated λIEE for ΔASO = 10, 15 and
20 meV. d, Calculated Fermi surface and spin expectation values (arrows) at E'F = –137 meV by the effective tight-binding model.
[S. Kaneta-Takata et al., Nat. Commun. 13, 5631 (2022).]

なっている。
Fig. 3d から、
αR = ℏ2Δk/(2m) は 1.0×10–

11

スピンホール系とは対照的に、IEE の場合、高品

eVm と見積もられる。ここで、Δk は第１dxy サブ

質試料において高いスピン流-電流変換効率が得

バンドにおける ky = 0 における kx 方向のスピン分られることが、この実験から示唆される。また、裂である。この αR の値は、我々のスピンポンピン

物質の界面や表面における Rashba 効果は、用途に

–12

eVm）
、

応じて適切な材料を組み合わせることにより、人

LTO/STO の弱反局在と理論計算で得られた αR の工的に設計することが可能である。LTO/STO は、

報告値（⁓1.8×10–11 eVm）にほぼ一致する。

高効率スピン流輸送とスピン流変換を同時に実現

グ測定で得られた αR の実験値（8.4×10

以上のように、高品質の LSMO/LTO/STO オール

することができるため大変有望である。この高効

エピタキシャル単結晶ヘテロ構造における 2DEG率のスピン輸送変換現象は、将来のスピントロニを用いて最大約 190 nm の大きなスピン流-電流変

クスデバイスによる超低消費電力コンピュー換効率 λIEE を得ることができた。本系ではスピン

ティングやストレージデバイスの実現への道を拓

散乱が大きく抑制されているものと考えられる。

く結果だと言える。

56

26

３．その他の成果、4 K～300 K の温度範囲にわたる Si n チャネル

MOSFET のサブスレッショルドスイングに対する低温センター304B 室は、電気系工学専攻のナノテール状態と界面束縛状態の影響を検証した成果

物理デバイス分野の研究室で共同で利用させて頂27いており、上記に述べたテーマ以外にも各研究室行われている 28,29。（文責：大矢 忍）などが得られており、多数の国際学会発表等もで様々な成果が得られている。田中・大矢・小林研究室の成果としては、強磁性半導体 GaMnAs か＜参考文献・外部成果報告等＞

らなる磁気トンネル接合において、印加したバイ

1

E. Lesne et al. Nat. Mater. 15, 1261 (2016).
S. Ohya et al. Phys. Rev. Res. 2, 012014(R) (2020).
3 D. C. Vaz et al., Nat. Mater. 15, 1187 (2019).
4 P. Noël et al., Nature 580, 483 (2020).
5 S. Kaneta-Takada et al., Nat. Commun. 13, 5631 (2022).
6 M. Veit et al., Nat. Commun. 9, 1458 (2018).
7 G. Y. Luo et al., AIP Adv. 5, 097148 (2015).
8 H. Terada, S. Ohya, and M. Tanaka, Appl. Phys. Express 15,
033001 (2022).
9 S. Arai et al., Appl. Phys. Express 15, 013005 (2022).
10 S. Ohya (invited), The 8th Quantum Science (QS)
symposium, ICCMSE 2022 -Computational Chemistry andComputational Physics, Galaxy Hotel, Heraklion, Greece,
2022 年 10 月 26–29 日.
11 大矢忍（招待講演）, 第 83 回応用物理学会秋季学術講演会 シンポジウム, 22p-B101-1, 東北大学, 仙台, 2022
年 9 月 22 日.
12 Z. Liao et al., Sci. Rep. 13, 5260 (2023).
13 Md S. Sarker et al., Sci. Rep. 13, 4872 (2023).
14 Z. Liao et al., Results Phys. 42, 105968 (2022).
15 Md S. Sarker et al., Sci. Rep. 12, 11105 (2022).
16 Z. Shi, Z. Liao, H. Tabata, Chaos Solitons & Fractals 161,
112314 (2022).
17 Z. Liao et al., J. Comput. Sci. 62, 101722 (2022).
18 M. Kobayashi et al., Phys. Rev. B 105, 205103 (2022).
19 Md S. Sarker et al., IEEE Transactions on Magnetics, 58,
4300706 (2022).
20 Z. Liao et al., Adv. Theory Simul. 5, 2100497 (2022).
21 Z. Liao et al., Neurocomputing 468, 137 (2022).
22 H. Tabata (keynote), 35th International Microprocesses andNanotechnology Conference (MNC2022), JR Clement
Tokushima, Tokushima, Japan, 2022 年 11 月 8-11 日
23 H. Tabata (invited), 25th Congress of the International
Commission for Optics / International Conference on Optics
Within Life Sciences (ICO-25 and OWLS-16), Technische
Universität Dresden, Germany, 2022 年 9 月 5-9 日.
24 H. Tabata (keynote), “Nano Structural Controlled Functional
Oxide Thin Films Learning from Bio-systems”,
ISPlasma2022/ IC-PLANTS2022, 2022 年 3 月 6-10 日(Online).
25 R. Yoshizu et al., Jpn. J. Appl. Phys. 62, SC1055, (2023).
26 M.-S. Kang et al., Jpn. J. Appl. Phys., 62, SC1062 (2023).
27 M.-S. Kang et al., Jpn. J. Appl. Phys. 61, SC1032 (2022).
28 K. Sumita et al., G-1-02, 2022 International Conference on
Solid State Devices and Materials (SSDM), Makuhari, Chiba,
September 26-29, 2022.
29 M.-S. Kang et al., G-1-01, 2022 International Conference on
Solid State Devices and Materials (SSDM), Makuhari, Chiba,
September 26-29, 2022.

アスによって異なる２相の磁気異方性が発現する2ことを発見した成果や 8、LAO/STO の二次元電子
ガスにおける逆スピン流電流変換の理論計算手法の開発 9などの成果が得られている 10,11。田畑・関研究室では、リザバーコンピューティングに向けた Lu3Fe4Co0.5Si0.5O12 をベースとしたスピンクラス
ターグラスの短期記憶容量解析の成果や 12、オン
チップダイナミック波長変換を用いた再構成可能なマグノン干渉の実現 13、大きなノイズレベルで動作する４状態論理確率共鳴ベースの再構成可能なブール演算の実現 14、CoFeB/Y3Fe5O12 共振器を利用した磁気センサーの感度向上 15 、時間遅延
フィードバックによる過減衰双安定確率共鳴シス
テムベースの物理リザバーコンピューティングモ
デルの学習能力の向上 16、確率共鳴効果を備えた
非双安定整流線形単位ベースの利得散逸イジング
スピンネットワーク 17、スピネルフェライト強磁性半導体 Ru ドープ CoFe2O4 における異なる価電子状態間遷移と電荷輸送 18、微細構造イットリウム
鉄ガーネット薄膜を使用した並列データ処理のための多周波数スピン波伝播 19、カラーガウスノイズによって駆動される利得散逸型イジングマシンの量子アナログアニーリングの実現 20、過減衰双安定確率共鳴システムに基づく低消費電力物理リ
ザバーコンピューティングモデルの実現の成果や21、関連の基調講演、招待講演なども行われている 22,23,24。高木・竹中・カシディット研究室では、低温での C-V 特性を使用した InAs MOS 界面の界面トラップ密度の正確な評価や 25、4 K の極低温における Si n チャネル MOSFET のサブスレッショ
ルドスイングに対する基板不純物濃度の影響評価

57

● 工学系研究科原子力国際専攻

高橋研究室

超伝導転移端センサによる光子数識別器の研究

光量子コンピューティングにおいては、非ガウ出し回路側に電流が流れ込むことによって信号をス状態の生成のために、光子数を正確に識別でき形成する。SNSPD は非常に高速に動作する点に特る光検出器、すなわち光子数識別器が求められて長がある。また、近年では共振器構造内に作成しいる[1][2]。光子数識別器には、100%に近い検出効

た SNSPD で 90%以上の検出効率を達成するなど率、数十光子までの測定ダイナミックレンジ、その進展がある。一方で、基本的には ON/OFF 型のして高速応答性が求められている。このような究検出器であるため、光子数識別能は持たない。し極の光子検出器は、いまだかつて実現されていなかしながら近年の研究では、同時入射した光子数

い。

による信号波形の違いなどの情報から、数光子程光子検出器としては、半導体を用いたものが広度までは見分けられるようにはなっている。

く世の中では用いられている。しかしながら、Si

一方で TES は、入力した熱量を測定するいわばを用いた光子検出器は、光量子コンピューティン

超高感度な温度計のような検出器である。TES でグに用いる波長（主に通信波長帯）の光に対しては、超伝導と常伝導の間に存在する有限の転移幅

は、その光子のエネルギーが Si のバンドギャップを利用する。TES の有感領域である薄膜は、定電を超えないことから、検出することができない。

圧バイアスによる負の電熱フィードバックによっ

近年では、よりバンドギャップの低い InGaAs などて、巧みに転移端の状態にバイアスされた状態での半導体を用いた光検出器の開発が盛んであるが、保持される。この状態で光子が入射すると、微弱量子効率などにおいて課題が残っている。一方で、な温度上昇が生じるが、転移端では急激な抵抗値

近年注目を浴びているのが、超伝導体を用いた光の上昇が生じるため、バイアス電流の変化による検出器である。超伝導体ではギャップエネルギー信号を生じる。TES はコイルと直列に接続されてが meV 程度と非常に小さいため、赤外領域の波長

おり、コイルに流れる電流の変化が磁場の変化との光子であってもその超伝導性を破壊することがなり、これが超伝導量子干渉計（Superconducting

可能であり、すなわち単一光子レベルでの検出がQuantum Interference Device, SQUID）によって読み可能である。

出される。TES は SNSPD に比べて速度は遅い。し超伝導を用いた光子検出器としては主に、超伝

かしながら、マイクロカロリメータとして動作す

導 ナ ノ ス ト リ ッ プ 検 出 器 （ Superconducting

るために原理的に光子数識別能を有しており、ダ

Nanostrip Single Photon Detector, SNSPD）、そして超イナミックレンジも高い。また、光子が薄膜内に伝導転移端センサ（Transition Edge Sensor, TES）の吸収された場合に信号を形成する確率である量子

2 つがある。前者の SNSPD は、ナノメートルオー

効率は 100%である。暗計数率がほとんど 0 である

ダーの幅を有するメアンダ状のストリップからな

点も、SNSPD に比べた特長であると言える。TES

る検出器である。これに臨界電流に近いバイアスの動作原理については、図 1 に示す。

電流を流した状態として、そこに光子が入射すると、超伝導状態が破れて局所的に高抵抗状態が発生し（ホットスポットの形成）、これによって読み58

ターンを作ることができる。この上に、RF スパッ
タ装置によって、イリジウムを 20 ~ 30 nm 程度積層する。

最後に、有機溶剤等を用いてレジストを洗い流す（リフトオフ）ことによって、TES の有感領域部分のパターンを形成することができる。
また、TES にバイアスを供給するための電極を同様の方法で形成する。電極材料としては Nb を用いている。これによって作成した TES に対して、

図 1. TES の動作原理

次に、シリコンウェハの深堀エッチング加工を実

我々は TES を利用して光子数識別器の開発を施する[8]。これによってシリコンウェハを丸形に行っている。TES を用いた光子検出器は、世界的加工し、光ファイバのスリーブ内径にマッチするにも注目を集めている。特に米国 NIST などではようにすることができる。このようにすることで、W を用いた検出器の開発が盛んである[3]。日本で光ファイバのコア（シングルモード光ファイバでも産業技術総合研究所では Ti を用いた光子検出器

あればモード径が 10 μm 程度）が、TES 有感領域の研究が精力的に行われている[4]。我々のグルーに自動的にアライメントされるようになる。これ

プでは、歴史的には X 線・ガンマ線計測を行ってによって完成したデバイスの例を図 2 に示す。また、その有感領域部分の拡大図を図 3 に示す。

きたが、その中で Ir を用いた TES の開発を実施してきた[5]。Ir は超伝導転移温度が 112 mK 程度と低く、したがって TES の動作温度が低くなるため、TES のエネルギー分解能が良くなるという利点がある。我々はさらにこの Ir を用いた TES を、赤外・通信波長帯における光子検出器へと発展させている[6][7]。
特に、光量子コンピュータの応用においては、先に述べたように、100%に近い検出効率、数十光
子までの測定が可能なダイナミックレンジ、そして高速応答性が求められている。我々のグループ

図 2. 作成した検出器素子

では、これらの性能を達成することを目標として、研究を実施している。
TES 検出器の素子は、武田スーパークリーン
ルームにおいてすべて作成している。光子検出器のための TES の有感領域は、10 ×10 μm2 前後の極小サイズである。したがってこれは、様々な微細加工技術・特性評価技術を駆使して作成する必要がある。主として TES は、リフトオフ工法によって作成する。まず、Si ウェハ上にフォトレジストを塗布する。このレジストに、レーザー直接描画

図 3. 検出器有感領域の顕微鏡写真

装置によってパターンを照射し、現像する。これによって、作成したいパターンのレジストパ59

このようにして作成された TES 検出器は、台座にマウントされてシングルモード光ファイバとカップリングされたのち、冷凍機のコールドス
テージ上にマウントされる。冷凍機は、低温科学
研究センター内に設置している研究室所有の GM
分離型希釈冷凍機を用いた。本冷凍機内には、シン

図 4. TES 信号波形の例

グルモード光ファイバが配線してあり、この光（各イベント波形のオーバーレイ表示）

ファイバには真空フィードスルーを介して室温領域からアクセスできる。そのため、この光ファイ
バにパルスレーザーをファイバカップリングすることで、極低温環境下にある TES 検出器に光を照射することができる。入射光の強度は、アッテネー
タによって、TES において 1 パルスあたり数光子〜数十光子程度が検出される程度に調整する。このようにして得られた信号波形を図 4 に示す。これは、Ir と Au のバイレイヤー構造を持つ TES で測定されたものである。この信号は、855 nm の近赤外のレーザーの照射によって得られたものである。TES の信号波形の波高値は、TES に付与され

図 5. TES によって計測された光子数スペクトルたエネルギーの大きさに比例する。すなわち、検の例出された光子数に応じて、それに比例する波高値の信号が生じる。この信号波形を取得して、最小先に述べたように、TES 検出器には、100%に近二乗法に基づいた波形の波高値推定処理を行ってい検出効率、数十光子程度までのダイナミック

波高値を取得し、それをスペクトルとして描いた

レンジ、そして、高速応答性が求められている。

ものが図 5 である。各 n 光子のピークはガウシアン

特に検出効率に関しては、Ir に対して実際に反射状になっており、これは検出器の有限のエネル防止膜コーティングを行い、その反射率の評価を

ギー分解能によるものである。ガウシアンの高さ行った。反射防止膜は、1550 nm の波長に対してが各 n 光子イベントの生起回数であると考えられ最適化されて作成されている。反射防止膜は、SiO2

るが、そうすると、それはポアソン分布に従っておよび TiO2 の多層膜によって作られている。反射いることが見て取れる。実際、パルスレーザーの率測定の結果、1550 nm の光子に対して、2%を切各パルスに含まれる光子数は、平均光子数が数個るような反射率となり、低反射率の構造の設計・の領域ではポアソン分布に従うため、これに一致製作を行うことができた。反射防止膜に加えて、している。

Ir 薄膜の下部に、Au などの材質を用いたミラーを形成することで、反射防止膜と合わせて共振器構造を作ることができる。これによって共振器構造
内に光を閉じ込めることによって、検出器全体として高い検出効率が期待できる。
また、ダイナミックレンジに関しては、これまでに 855 nm の波長を用いて、十数光子程度までの60

[1] R.N. Alexander, S. Yokoyama, A. Furusawa, N.C.
Menicucci, Phys. Rev. A 97, 032302 (2018)[2] N. Namekata, Y. Takahashi, G. Fujii, D. Fukuda, S.
Kurimura, S. Inoue, Nat. Photonics 4, 655(2010)

光子数測定を行うことに成功している。TES はマイクロカロリメータであるため、入射した熱量での換算を行うとすると、1550 nm の波長の場合は光子のエネルギーが約 0.55 倍になるため、およそ20~30 光子までの測定を行うことができると考え[3] A.E. Lita, A.J. Miller, S.W. Nam, Opt.

られる。このように、広いダイナミックレンジでExpress 16, 3032 (2008)の光子数測定を行うことに成功している。

[4] D. Fukuda, G. Fujii, T. Numata, K. Amemiya, A.
Yoshizawa, H. Tsuchida, H. Fujino, H. Ishii, T.
Itatani, S. Inoue, T. Zama. Opt. Express 19, 870 (2011)[5] S. Hatakeyama, M. Ohno, R.M.T. Damayanthi, H.
Takahashi, Y. Kuno, K. Maehata, C. Otani, K. Takasaki,IEEE Trans. Appl. Supercond. 23, 2100804 (2013)[6] T. Jodoi, Y. Mitsuya, R. Smith, T. Sakura, M. Ohno,
H. Takahashi, J. Low Temp Phys. (2022).
https://doi.org/10.1007/s10909-022-02757-1[7] Yuki Mitsuya, Toshio Konno, Sachiko Takasu,
Kaori Hattori, Masashi Ohno, Daiji Fukuda, Hiroyuki
Takahashi, J. Low Temp Phys. (2022).
https://doi.org/10.1007/s10909-022-02928-0[8] A.J. Miller, A.E. Lita, B. Calkins, I. Vayshenker,
S.M. Gruber, S.W. Nam, Opt. Express 19, 9102 (2011)現在は、高速応答性に関する研究を推進している。特に TES の有感領域のさらなる極小化や、有感領域形状の変化によって、その応答速度の向上を図っている。特に、従来のプロセスであるフォ
トリソグラフィに限らず、電子ビーム描画プロセ
スや、集積イオンビーム（Focused Ion Beam, FIB）を用いた薄膜の直接のマスクレス加工などを取り入れている。これによって作成された高速化型素子の評価を随時実施する予定である。
また、光子数識別器の研究のみならず、従来より継続してガンマ線・X 線の TES の研究も実施しており、近年では特にアレイ化とその読み出しに関する研究を推進している。

61

低温科学研究センター

各部門報告

研究開発部門

研究実績報告島野研究室
島野研究室では、レーザー光を用いて固体中の電子の集団に創発する量子現象の探求、新たな素励起（粒子）の探索、未知の量子相の探求に取り組んでいる。光を用いた固体中のマクロな量子状態の操作、光によるマクロ量子状態の創発を目標として、可視光からテラヘルツ波と呼ばれる波長 0.3 mm 程度の電磁波パルス領域にわたる広いエネルギー範囲の先端光源開発、非線形レーザー分光法、超高速分光法などの観測技術の開発を並行して進めている。本年度は、以下に挙げる研究を進めた。

超伝導体

れを励起光として用いた場合の応答を調べたとこ

銅酸化物高温超伝導体の光誘起超伝導

ろ、光励起状態がパルス幅に応じて長寿命化し、励起パルスの包絡線に応じてプラズマ周波数が変

銅酸化物高温超伝導体では電荷、スピン、格子化する振る舞いが観測された。この結果は、ストの自由度が複雑に絡み合っており、超伝導の他にライプ秩序を励起光で破壊し続けることで、抑制も電荷密度波やスピン密度波といった秩序相が現されていた超伝導が持続的に回復するという描像れる。特にランタン系銅酸化物に見られる電荷・で解釈できる。また、ストライプ秩序が飽和的にスピンのストライプ秩序は 3 次元的なバルク超伝

破壊された状態で生じるプラズマ周波数が、励起導と競合する秩序として知られている。一方、ス

光のパルス幅によらず 4 meV という同一の値にトライプ秩序相においても 2 次元的な超伝導が発漸近する様子が観測された。この値は、静的なス達していることが示唆されており、ストライプ秩

トライプ秩序を示さない Nd 置換のない超伝導体

序と超伝導との関係を明らかにすることは銅酸化La2−x Srx CuO4 (LSCO) の同じ正孔ドープ濃度に物における高温超伝導発現機構を理解するうえでおいて、平衡状態の超伝導相で観測されるジョセも重要である。近年では、超伝導転移温度以上のフソンプラズマ周波数とほぼ一致する。これは、ストライプ相に強い光パルスを照射すると、超伝

LNSCO における光誘起状態が超伝導であること

導が発現することを示唆する研究が報告され、「光を強く示唆する。図 1 に示すように、この光誘起超

誘起超伝導」現象として関心を集めている。我々

伝導を示唆する応答は電荷ストライプが発達するはこのストライプ秩序と超伝導との関係を解明す

温度（67 K）まで明瞭に観測され、ストライプ秩序ることを目的として、ストライプ系超伝導体の代と超伝導発現が密接に関連することを示している。

表ともいえる La1.6−x Nd0.4 Srx CuO4 (LNSCO) を続いて、ストライプ秩序が最も発達する x = 0.12

対象に、光誘起超伝導現象の検証を進めている。

から正孔ドープ濃度を減らした x = 0.10 の試料

昨年度までの研究により、正孔ドープ濃度 x =での実験を行った。その結果、光誘起プラズマ周

0.12 の LNSCO において超伝導転移温度以上で、波数は x = 0.12 の試料よりも低エネルギー側に

光誘起超伝導の一つの証拠となるジョセフソンプ

シフトし、2 meV の位置に現れた。静的ストライ

ラズマ共鳴を示唆する振る舞いが光励起後に c 軸

プのない LSCO の平衡超伝導相では正孔ドープ濃テラヘルツ帯反射率スペクトルに現れることを確度の減少に伴ってジョセフソンプラズマ周波数が認していたが、本年度はその詳細な検証を行った。

低下することが知られており、LNSCO の光励起

まず、光励起状態の緩和時間（典型的に 2 ps 程度）

状態も同様の傾向に従うことが確かめられた。
以上の結果は、ストライプ秩序と超伝導発現がよりも長いパルス幅をもつ近赤外光を用意し、そ64

密接に関連すること、ストライプ秩序を光で破壊する知見が得られると期待される。特に、最近理することで光誘起超伝導が現れることを強く裏付論的に提唱された BS モードに起因する THz 第三

けるものである。現在、ストライプ形成と超伝導高調波発生（THz-THG）に着目し、FeSe の BSの相関についてより深い理解を得ることを目指しモードの観測を試みた。

THz-THG の温度依存性を測定したところ、超さらに系統的な測定を続けている。

Surface reflectivity

伝導転移温度以下で発生効率が大きく増加した。

La1.6-xNd0.4SrxCuO4 (x = 0.12)

0.8

この THz-THG の位相について解析を行ったとこ

tpp = 1.0 ps
10 K
30 K
50 K
70 K

0.6

ろ、超伝導のヒッグス (Higgs) モードよりも低エ

0.4

ネルギー側に共鳴構造が存在することを示唆する
位相のとびが観測された。その振る舞いは理論研

0.2
0

2
4
6
8
Photon energy (meV)10

究によって指摘されている BS モードの特徴と整図 1. （左）近赤外励起-THz プローブ分光の実験

合することから、観測結果は THz-THG が FeSe

セットアップ。
（右）近赤外光パルス励起かにおける BS モードの存在を示唆するものである

ら 1.0 ps 後のテラヘルツ帯 c 軸反射スペクと推定した。現在、より明確な BS モードの証拠

トルの温度依存性。灰色の実線は光励起前を捉えるために、周波数依存性などの系統的な測の平衡状態での反射スペクトルを表す。超定を進めている。

伝導転移温度は 3.2 K。超伝導転移温度よりはるか高温、電荷ストライプのオンセット温ヒッグスモードの量子干渉測定

度（67 K）まで、超伝導に由来するジョセ

超伝導体においては、超伝導転移に伴って超伝

フソンプラズマ共鳴と解釈されるスペクト

導秩序変数の振幅揺らぎに相当するヒッグスモー

ル構造が現れる。

ドと呼ばれる集団励起モードが現れる。これまで

集団励起モードの観測による鉄系超伝導体のペアリング対称性の研究に我々は特に従来型 s 波超伝導体において 2 つの鉄系超伝導体 FeSe は強く異方的な 2 回回転対称つは高強度 THz 波パルスの照射による超伝導の性を有する超伝導ギャップを持つことがトンネル

超高速クエンチを利用したものであり、この非断分光法や角度分解光電子分光法などの手法によっ

熱的クエンチによってヒッグスモードの自由振動て示されているが、その起源については未だ明らが誘起される。もう 1 つは超伝導体に狭帯域マルかになっていない。FeSe における異方的なギャッチサイクル THz 波パルスを照射したときに、入プ構造がどのような対称性のペアリング相互作用

射 THz 波の 3 倍の周波数を持つ THz 波が放射さに起因しているかは鉄系超伝導体の超伝導発現機

れる、THz 第 3 高調波発生 (THG) と呼ばれる現構とも密接に関係しており、多くの議論がなされ象である。これは THz 波とヒッグスモードの非ている。

線形結合の結果, 超伝導秩序変数が THz 波の周波方法でヒッグスモードの観測に成功してきた。1

さて、ペアリング相互作用が複数の対称性成分数の 2 倍の周波数で振動することに由来する。本を持つ場合、ギャップ関数の副次的な対称性成分の研究では、ヒッグスモードのコヒーレント制御を揺らぎに対応する集団励起モードである Bardasis-

通じた超伝導秩序変数のコヒーレント増幅を試み

Schrieﬀer モード (BS モード) が発現する。このたた。測定には s 波金属超伝導体 NbN 薄膜試料 (Tcめ、FeSe における BS モードの存在を実験的に示= 15 K、2∆ = 5 meV (= 1.3 THz)) を用い、こすことによって超伝導のペアリング相互作用に関れに高強度・広帯域の THz 励起パルスと、それに65

直交する偏光をもつ高強度・狭帯域の THz プロー

遮蔽電流を利用し、同時に希薄な磁束量子系を生ブパルス (中心周波数 ω/2 π = 0.5 THz) を時間成させた。

差 (遅延時間 tpp ) をつけて照射した。試料から透発生した THz-SHG の偏光・強度を、入射波の過してくるプローブ THz 波にはヒッグスモードの偏光と、サンプルの中での集光位置、すなわち遮振幅を反映した THG 信号が含まれているが、tpp

蔽電流の向きを変えながら測定した。磁束量子がを変えながら THG 信号の大きさ ITH を測定した

発する THz 電場について偏光と強度の時間変化

ところ、ITH が tpp に対して振動すること、その振を観測することで、磁束量子の２次元的な運動の動の周波数はプローブ THz 波の周波数の 2 倍であ軌跡を抽出することに成功した。電流によって傾る 1.0 THz であることが明らかになった。THG

いた２次元ガウシアン型のピン止めポテンシャル

信号の振動は 2 つの異なる過程によって励起されに束縛された磁束の運動を仮定して運動方程式をたヒッグスモード振動 (励起パルスが誘起する自解くことにより、観測された磁束の 2 次元運動を

由振動とプローブパルスによる強制振動) が、両再現することに成功した。

者の時間差によって強め合ったり弱め合ったりす

クリーンな磁束コアが運動すると、準粒子散乱

る、ヒッグスモードの量子干渉効果として解釈がによる高い粘性抵抗が生じることが予想されるが、可能であり、フェルミオン凝縮系の物質波の増幅

THz-SHG の強度から評価した粘性抵抗は、想定現象とみなすことができる。現在その詳細なメカされる値より２〜３桁小さく、汚れた極限の NbN

ニズムや超伝導準粒子に由来する非線形過程の影のときとほぼ同程度の大きさだった。これらの結響などについて考察を進めている。

果から、コア内の準粒子散乱が磁束量子の運動にほとんど影響していないこと、言い換えればコア

第二高調波発生による鉄系超伝導体の磁束量
子の運動の可視化

内に束縛されていた準粒子は、高強度 THz 波によって駆動された磁束コアの高速運動に追随できていないことを明らかにした。

最近、我々は、「汚れた極限」の s 波超伝導体 NbN
において、超伝導電流を注入しながら高強度・狭原子層物質

帯域の THz 波パルスを照射すると、磁束量子の運が発生することを見出した。THz-SHG の共鳴か遷移金属ダイカルコゲナイドの電荷密度波の非熱的相転移ダイナミクス

ら求められた磁束量子の質量が、超伝導秩序変数

遷移金属とカルコゲン元素が二次元的に結合しのトポロジカル欠陥の運動エネルギーとして計算た原子層物質である遷移金属ダイカルコゲナイド

される磁束コアの理論的な質量とよく一致するこは、低次元性を反映して低温で超伝導や電荷密度とから、THz-SHG を用いると、磁束量子間の相互

波 (CDW) など多様な秩序相を発現するものが存

作用の影響を受けることなく、磁束コアの運動特在する。この電荷密度波 (CDW) 相に光照射をす性を観測できることが明らかになった。そこで、

ると、電子相の高効率な非熱的融解現象や、平衡状磁束コアの「クリーン度」による運動特性の変化

態では出現しない隠れた秩序相への相転移といっを調べるために、クリーンなコアを持つと考えらた現象が生じることが報告されており、光によるれている FeSe0.5 Te0.5 の薄膜に対して、THz-SHG

電子相制御の対象として活発な研究が進められての観測実験を行った。SHG に必要な空間反転の破いる。最近我々は、MBE 成長した 3R-Ta1+x Se2

れをもたらす超伝導電流の導入は、転移温度以下

薄膜に高強度テラヘルツ (THz) 波パルスを照射すの低温で微小な面直磁場を印加することで生じる

ると、CDW 振幅モードが二光子励起され、さら動に起因する巨大な THz 第２高調波（THz-SHG）

66

徴的な物性を示す。

に平衡状態にない絶縁体的な状態が現れることを見出した。今年度は、高強度 THz 波パルス照射にこのようなワイル半金属状態を外場で作り出し、よって平衡状態の CDW 秩序がどのように抑制さ自在に制御する方法として「フロッケエンジニア

れていくか、その動的な融解過程のメカニズムをリング」と呼ばれる枠組みが注目を集めている。

明らかにすることを目標に実験を行った。

中でも、3 次元ディラック電子を円偏光で周期駆動

高強度 THz 波を CDW 相の 3R-Ta1+x Se2 薄膜することでディラック電子がワイルフェルミオン

に照射した際の近赤外光の透過率変化のダイナミのペアに分裂する「フロッケワイル半金属」が実

クスを調べたところ、駆動力としての THz 波が過現することが理論的に提唱されて以来、フロッケ

ぎ去った後も CDW 振幅モードに由来する減衰振エンジニアリングによるトポロジー制御は理論・動が観測された。励起 THz 波の強度を上げてい実験の両面で大変注目を集めている。

くと、一定の強度以上で急激に振動のソフトニン

このフロッケディラック-ワイル変換の実現を目

グやダンピングの増加が顕著になっていき、最終

指して、我々は 3 次元ディラック電子系であるビ

的には振幅モードが消失する振る舞いが観測されスマスの薄膜試料に波長 4 µm の円偏光を照射し、た。この実験結果は、Ginzburg-Landau(GL) モデ

誘起される異常ホール効果をテラヘルツ波の偏光ルに基づく秩序変数の時間発展のシミュレーショ

回転を通して測定する実験を行った。その結果、ンで再現され、振幅モードのソフトニングがポテ

広い強度領域で異常ホール伝導度が光の電場強度

ンシャルのピコ秒スケールでの動的な変化を反映に比例 (光の強度の 1/2 乗に比例) するという興味していることを突き止めた。さらに、CDW 融解

深い性質を見出した。

に必要な THz 波による注入エネルギーの温度依存

この結果の解明を目指し、共鳴的な光駆動によっ性を調べると、系を CDW 転移温度まで上昇させて実現するフロッケディラック-ワイル変換の性質

るために必要なエネルギーより 1 桁以上小さく、について理論的な考察を進めた。その結果、等方CDW の凝集エネルギーの温度依存性とよく一致

的かつ質量のない 3 次元ディラック電子の模型かすることがわかった。つまり、THz 波励起によっら出発しフロッケ理論を適用することで、円偏光て CDW を形成する電子系と CDW 形成に寄与すの 1 光子共鳴点で新しいワイル点のペアが生成さる格子系のみに対して選択的にエネルギー注入す

れていることがわかった。通常のワイル点はモノることで、非常に高効率な非熱的電子相融解を実ポール数が ±1 だが、今回見出されたワイル点は現したと考えられる。

モノポール数が ±2 の「フロッケ二重ワイル状態」
とも表現すべき状態になっていることがわかった。

ディラック、ワイル半金属
ディラック電子系 Bi におけるフロッケディ
ラック-ワイル変換

Co3 Sn2 S2 における円偏光誘起カイラルゲー
ジ場生成

ワイル半金属は時間反転対称性あるいは空間反

前節でも述べたように、フロッケエンジニアリ

転対称性の破れに伴って発現するトポロジカルにングによって電子系のトポロジーを制御する試み

非自明な半金属である。ワイル半金属中の電子はが注目を集めており、3 次元ディラック半金属を円

質量のないカイラルな「ワイルフェルミオン」とし偏光で駆動した際に現れるフロッケワイル半金属て振る舞い、非自明なトポロジーや巨大なベリー状態の実現が望まれている。我々はカゴメ格子金

曲率双極子に起因してカイラル異常、フェルミアー

属 Co3 Sn2 S2 のディラック電子相に着目して、フク表面状態、巨大な異常ホール効果など様々な特ロッケワイル状態の実現を目指して実験を進めて67

いる。Co3 Sn2 S2 は、キュリー温度 (およそ 185 K)

符号に対応するワイル粒子のカイラリティによっ以下で強磁性を発現する磁性ワイル半金属である。

て決まるため、このカイラリティを制御すること一方でキュリー温度以上の常磁性相では 3 次元ので磁性ワイル半金属が示すこれらの特異な応答をディラック半金属状態を示し、3 次元ディラック

制御することが可能である。磁性ワイル半金属に電子系の研究にも適した物質である。

おいてはカイラリティと磁化が結合しており、磁我々はスパッタリング法によって成膜した室温場や電流を用いた制御法が報告されている。

の Co3 Sn2 S2 薄膜に、円偏光の中赤外光パルス (波我 々 は 、巨 大 な 異 常 ホ ー ル 伝 導 度 を 示 す

長 4 µm、パルス幅 100 fs) を照射することでフCo3 Sn2 S2 薄膜のワイル強磁性相にサブ mJ/cm2

ロッケワイル半金属状態の実現を目指した。円偏

程度の円偏光の中赤外光パルス (波長 4 µm、パ

光によるワイル半金属相への転移は異常 Hall 効

ルス幅 100 fs) を照射した。その結果、この物質果として現れることが期待され、実際に光照射中のテラヘルツ帯における非常に大きな異常ホール

のみ誘起された異常ホール伝導度を低エネルギー

効果を光の偏光によって選択的かつ不揮発的に繰の THz 波のファラデー回転を利用して観測した。

り返し反転できることが判明した (図 2(a))。これ

最近、円偏光に誘起される異常 Hall 効果の起源とは、Co3 Sn2 S2 の磁化、およびカイラリティを全光して、カイラルゲージ場以外にも 1 光子共鳴点で学的に反転することに成功したことを意味する。

の Berry 曲率分布や電子の実励起による効果など

磁気光学イメージングを用いて反転現象を詳細に様々な寄与が考察されている。それぞれの寄与を調べたところ、この反転を実現するには適切な光切り分けるために重要な性質として、駆動周波数

強度のパルスを複数回照射する必要があることや依存性が挙げられる。フロッケワイル状態の特徴

温度がキュリー温度から遠ざかるほど必要な光強としてワイル点間の距離が光電場の 2 乗と周波数度が大きくなるといった傾向を観測した。適切なの −3 乗に比例するカイラルゲージ場によっても光強度で磁化反転が起こるという性質を利用するたらされることが知られており、誘起される異常と、光の照射位置をスイープすることで自在に磁ホール伝導度も同じスケーリング則に従うと考え化領域を制御できる (図 2(b))。得られた実験結果られる。我々は 73 THz から 120 THz の範囲にわから、磁気円二色性に起因して光照射により一方たる複数の駆動周波数に対して測定を行い、カイの磁化ドメインが選択的に熱化し冷却する過程がラルゲージ場から期待される周波数の −3 乗と整繰り返される過程により磁化反転に至っているこ

合する結果が得られた。今後はさらに Co3 Sn2 S2とを明らかにした。また、同機構に基づいたモデに即した有効模型による理論との定量性を含めた

ルでのシミュレーションを行い、実験結果を再現

議論を進めていく予定である。

できることを示した。
今回観測した全光学的磁化反転象の起源は磁性

Co3 Sn2 S2 における全光学的磁化・カイラリ
ティ反転

ワイル半金属に普遍的な性質である磁気円二色性

磁性ワイル半金属は、運動量の 3 次元方向に線形きることが期待でき、磁性ワイル半金属の大きなな分散を持つ特殊なバンド構造を持ち、バンドの交異常ホール効果を用いた次世代の光記録デバイス差点であるワイル点が波数空間内で磁気単極子のへの応用が考えられる。また、電流を用いた磁性ように振る舞うことで異常ホール効果や異常ネル

ワイル半金属の磁化制御とは異なり、光は任意のンスト効果などの特殊な物性を示す。異常ホール

空間パターンに磁化/カイラリティを書き込むこ効果や異常ネルンスト効果の符号は磁気単極子のとが可能であるため、複雑な磁気テクスチャーをに基づくため、他の磁性ワイル半金属にも適用で68再現することが可能になった。
(a)Anomalous
Hall conductivity
異常ホール伝導度(任意単位)
(arb.
unit)

(a)

(b)

磁化 0.38 (mJ cm−2)

0.54

1

1

0

1

100 µm

-1
0.44

0

(b)

(b)
M/M0 0.38 (mJ cm−2) 0.44
0

0.66

0.54
0.48

0

100 µm

-1

-1

50

100

時間 (秒)
Time
(s)

M/M0

(a)

[9] Naotaka Yoshikawa, Kazuma Ogawa,Yoshua Hirai, Kohei Fujiwara, Junya
Ikeda, Atsushi Tsukazaki and Ryo Shimano:Non-volatile chirality switching
1
0.48
by
all-opticalmagnetization reversal in
左回り円偏光
ferromagnetic Weyl semimetal Co3 Sn2 S2 ,0
Communications
Physics 5, 328 (2022).

0.66

0.76右回り円偏光

0.76

150

200

図 2. (a) 円偏光のヘリシティ (右回り・左回り) を[10] Yoshua Hirai, Naotaka Yoshikawa, Masashi-1
Kawaguchi,
Masamitsu Hayashi, Shun Oku0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7
直線偏光mura, Takashi
Oka, Ryo Shimano: AnomaFluence (mJ cm )lous Hall eﬀect of light-driven threedimensional Dirac electrons in bismuth,arXiv.2301.06072.
−2

繰り返し反転しながら光パルスを照射した[11] Morihiko Nishida, Kota Katsumi, Dongjoon
Song, Hiroshi Eisaki, Ryo Shimano: Lightinduced coherent interlayer transport
in stripe-ordered La1.6−x Nd0.4 Srx CuO4 ,arXiv.2303.01961.

際の、異常ホール伝導度の時間変化。(b) 単一磁化状態の薄膜試料に、上から左回り円偏光、右回り円偏光、直線偏光を照射しながら[12] Takuya Matsuda, Tomoya Higo, Takashi
Koretsune, Natsuki Kanda, Yoshua Hirai, Hanyi Peng, Takumi Matsuo, Naotaka
Yoshikawa, Ryo Shimano, Satoru Nakatsuji,
and Ryusuke Matsunaga: Phys. Rev. Lett.
130, 126302 (2023).

矢印に沿って照射位置をスイープした後の磁気光学イメージング像。

受賞

学位論文

[1] 吉川尚孝: 日本物理学会若手奨励賞（領域 5）[13] 礒山和基：光励起された超伝導体からのテラ
ヘルツ第３高調波発生の研究（博士論文）[2] 平井誉主在: 2nd International Symposiumon Trans-Scale Quantum Science, poster
award[14] 丹羽宏彰：Study of a generation method
and spectroscopic applications of terahertz
cylindrical vector beams（博士論文）[3] 小川和馬: 2nd International Symposium on
Trans-Scale Quantum Science, poster award[15] 小川和馬：円偏光照射による強磁性ワイル半金
属 Co3 Sn2 S2 における磁化及びカイラリティ制御の研究（修士論文）[4] 松本陽行: 第 14 回低温科学研究センター研究交流会ベスト・ポスター・アワード[16] 鳴坂潮：高強度テラヘルツ波励起による 2 次
元物質 3R-Ta1+x Se2 の電荷密度波相の融解ダイナミクスに関する研究（修士論文）[5] 鳴坂潮: 第 14 回低温科学研究センター研究
交流会ベスト・ポスター・アワード[6] 小川和馬: 理学系研究科研究奨励賞

学術講演

報文

国際会議

原著論文

一般講演

[7] Kota Katsumi, Morihiko Nishida, Stefan
Kaiser, Shigeki Miyasaka, Setsuko Tajima,Ryo Shimano: Absence of the superconducting collective excitations in the photoexcited nonequilibrium state of underdoped YBa2 Cu3 Oy , arXiv.2209.01633.

[17] M. Nishida, K. Katsumi, D. Song, H. Eisaki,
R. Shimano: Transient Terahertz Optical
Response of Stripe-ordered SuperconductorLa 1.6−x Nd 0.4 Sr x CuO 4 , M2S, Vancouver Convention Centre, Jul. 19, 2022.
(poster)[8] Naotaka Yoshikawa, Yoshua Hirai, Kazuma
Ogawa, Shun Okumura, Kohei Fujiwara,
Junya Ikeda, Takashi Koretsune, Ryotaro
Arita, Aditi Mitra, Atsushi Tsukazaki,
Takashi Oka, Ryo Shimano: Light-induced
chiral gauge ﬁeld in a massive 3D Dirac electron system, arXiv.2209.11932.

[18] K. Ogawa, N. Yoshikawa, Y. Hirai, K. Fujiwara, J. Ikeda, A. Tsukazaki, R. Shimano:
All-optical switching of magnetization andchirality in ferromagnetic Weyl semimetal,
Gordon Research Seminar on Ultrafast Phenomena in Cooperative Systems, Ventura,Oct. 8-9, 2022. (oral)69

[19] K. Ogawa, N. Yoshikawa, Y. Hirai, K. Fujiwara, J. Ikeda, A. Tsukazaki, R. Shimano:
All-optical switching of chirality in magnetic Weyl semimetal Co3 Sn2 S2 using midinfrared laser pulses, Gordon Research Conference on Ultrafast Phenomena in Cooperative Systems, Ventura, California, Oct. 914, 2022. (poster)

circular polarized light, FoPM International
Symposium, Hongo, Feb. 6-8, 2023. (oral))[27] H. Matsumoto, S. Nakamura, H. Ogawa, T.
Kobayashi, F. Nabeshima, A. Maeda, and
R. Shimano: Terahertz third harmonic generation in superconductors, FoPM International Symposium, Hongo, Feb. 6 ‒ 8, 2023.
(oral))[20] Y. Hirai, N. Yoshikawa, M. Kawaguchi, M.
Hayashi, S. Okumura, T. Oka, R. Shimano:
Terahertz anomalous Hall eﬀect in the lightdriven Dirac electrons in bismuth, 2022
Ultrafast Phenomena in Cooperative Systems (Gordon Research Conference), Ventura, California, Oct. 9-14, 2022. (poster)[28] M. Nishida, K. Katsumi, D. Song, H. Eisaki,
R. Shimano: Photo-induced c-axis terahertz response of stripe-ordered cuprate superconductor La1.6−x Nd0.4 Srx CuO4 , APS
march meeting 2023, Las Vegas Caesars Forum Convention Center, Mar. 8, 2023. (oral)[29] N. Yoshikawa, Y. Hirai, K. Ogawa, S. Okumura, K. Fujiwara, J. Ikeda, T. Koretsune,
R. Arita, A. Mitra, A. Tsukazaki, T. Oka,
R. Shimano: Chiral gauge ﬁeld in lightdriven Dirac electrons in Co3 Sn2 S2 , APS
March Meeting 2023, Las Vegas, 6-10 Mar.
2023. (oral)[21] N. Yoshikawa, Y. Hirai, Kazuma Ogawa,
S. Okumura, K. Fujiwara, J. Ikeda, T. Koretsune, R. Arita, A. Mitra, A. Tsukazaki,
T. Oka, R. Shimano: The observation ofchiral gauge ﬁeld in the Floquet state of
3D Dirac semimetal Co3 Sn2 S2 , 2nd International Symposium on Trans-Scale Quantum
Science (TSQS2022), Tokyo, 8-11 Nov. 2022
(poster)

招待講演[30] R.
Shimano:Inhomogeneous
superconducting-like terahertz responseof photoexcited stripe-ordered phases inLa
2−x−y Nd y Sr x CuO 4 , Superstripes2022(online), June 20, 2022

[22] K. Ogawa, N. Yoshikawa, Y. Hirai, K. Fujiwara, J. Ikeda, A. Tsukazaki, R. Shimano:
All-optical switching of chirality and magnetization in ferromagnetic Weyl semimetal
Co3Sn2S2, 2nd International Symposium on
Trans-Scale Quantum Science (TSQS2022),
Tokyo, 8-11 Nov. 2022 (poster)[31] R. Shimano: Higgs Mode Responses in Photoexcited Unconventional Superconductors,
M2S, Vancouver Convention Centre, July19, 2022.

[23] Y. Hirai, N. Yoshikawa, M. Kawaguchi, M.
Hayashi, S. Okumura, T. Oka, R. Shimano:
Circularly polarized light-induced terahertz
anomalous Hall eﬀect of three-dimensional
Dirac electrons in bismuth, 2nd International Symposium on Trans-Scale Quantum
Science (TSQS2022), Tokyo, 8-11 Nov. 2022
(poster)[32] R. Shimano: Light-induced anomalous Halleﬀect in three dimensional Dirac electron systems, Workshop on New trends
in Nonequilibrium Many-Body Systems:
Methods and Concepts, MPI-PKS, Dresden, Aug. 4, 2022.
[33] Y. Hirai, N. Yoshikawa, M. Kawaguchi, M.
Hayashi, R. Shimano: Helicity-dependent
terahertz-wave emission from the Dirac electrons in bismuth, SPIE Optics + Photonics
2022, San Diego, Aug. 21-25, 2022.

[24] H. Matsumoto, S. Nakamura, H. Ogawa,
T. Kobayashi, N. Shikama, F. Nabeshima,
A. Maeda, and R. Shimano:
Collective modes in iron chalcogenide superconductors FeSe1−x Tex studied by terahertz
third-harmonic generation, Spectroscopies
of Novel Superconductors 2022, Indian Institute of Science, Dec. 13, 2022. (poster)[34] R. Shimano: Study of superconductivity
from nonequilibrium, MPi-UBC-UTokyo PI
Meeting, UBC, Vancouver,Sept.20, 2022.

[25] M. Nishida, K. Katsumi, D. Song, H. Eisaki,
R. Shimano: THz Spectroscopy of Optical
Pumped Cuprate Superconductor, FoPM
International Symposium, Hongo, Feb. 6-8,
2023. (oral)[35] R. Shimano:
Amplitude Mode-Driven
Phase Transition in a Charge Density Wave
Phase of Transition Metal Dichalcogenide,
Gordon Research Conference on Ultrafast
Phenomena in Cooperative Systems, Ventura, California, Oct. 11, 2022.

[26] Y. Hirai, N. Yoshikawa, M. Kawaguchi, M.
Hayashi, S. Okumura, T. Oka, R. Shimano:
Three-dimensional Dirac electrons driven by[36] R. Shimano: Floquet Engineering in 3D
Dirac and Weyl Semimetals, Pan Paciﬁc70• 第 14 回低温科学研究センター研究交流会（2023 年 2 月 16 日、東京大学）

Workshop on Topology and Correlation in
Exotic Material, Moorea, French Polynesia,
Oct.24-27, 2022.

[45] 平井誉主在, 吉川尚孝, 河口真志, 林将光, 奥村駿, 岡隆史, 島野亮：円偏光駆動した 3 次元
Dirac 電子系ビスマスの異常 Hall 効果（口頭発表）[37] R. Shimano:
Light-induced Josephson
plasma resonance-like response without
long range order in cuprate superconductors, The 13th TOYOTA RIKEN International Workshop on Integrated Spectroscopy for Strong Electron Correlation -Theory, Computation and Experiments(ISSCE), Koshiba Hall, Univ. ofTokyo, Dec. 5, 2022.

[46] 西 田 森 彦, 勝 見 恒 太, Dongjoon Song,永 崎 洋, 島 野 亮：銅 酸 化 物 高 温 超 伝 導 体
La1.6−x Nd0.4 Srx CuO4 の光励起 c 軸テラヘル
ツ分光（ポスター発表）[47] 松本陽行, 中村祥子, 小川浩生, 小林友輝, 鍋
島冬樹, 前田京剛, 島野亮：鉄系超伝導体 FeSeのネマティック超伝導状態におけるテラヘル
ツ第三高調波発生（ポスター発表）[38] R. Shimano: Coherent c-axis charge carrier
responses in photoexcited cuprate superconductors above Tc, Spectroscopies of Novel
Superconductors 2022, Indian Institute of
Science, Dec. 14, 2022. (online)[48] 鳴坂潮, 吉川尚孝, 松岡秀樹, 田中勇貴, 武藏摩紀, 中野匡規, 岩佐義宏, 島野亮：テラヘル
ツ波を用いた 3R-Ta1+x Se2 の電荷密度波相の非熱的融解とそのダイナミクス（ポスター
発表）

国内会議
一般講演

[49] 礒山和基, 辻直人, 寺井弘高, 島野亮：s 波超伝導体 NbN における Higgs モードの量子干
渉測定（ポスター発表）• 日本物理学会 2022 年秋季大会（2022 年 9 月
12-15 日、東京工業大学）[39] 小川和馬, 吉川尚孝, 平井誉主在, 藤原宏平,
池田絢哉, 塚﨑敦, 島野亮：強磁性ワイル半金
属 Co3 Sn2 S2 の中赤外円偏光照射による全光学的磁化反転（口頭発表）[50] 小川和馬, 吉川尚孝, 平井誉主在, 藤原宏平,
池田絢哉, 塚﨑敦, 島野亮：中赤外円偏光パルスを用いた強磁性ワイル半金属 Co3 Sn2 S2 の磁化及びカイラリティの反転（ポスター発表）[40] 松本陽行, 中村祥子, 小川浩生, 小林友輝,
色摩直樹, 鍋島冬樹, 前田京剛, 島野亮：
FeSe0.5 Te0.5 薄膜におけるテラヘルツ第 3 高調波発生（口頭発表）• 日本物理学会 2023 年春季大会（2023 年 3 月
22-25 日、オンライン開催）[51] 奥村駿, 平井誉主在, 吉川尚孝, 島野亮, 岡隆
史：3 次元 Dirac 電子系の 1 光子共鳴点における Floquet 二重 Weyl 状態（口頭発表）[41] 松田拓也, 肥後友也, 是常隆, 神田夏輝, 平井
誉主在, Hanyi Peng, 松尾拓海, 吉川尚孝, 島野亮, 中辻知, 松永隆佑：ワイル反強磁性金
属 Mn3 Sn における高密度励起による有効質
量の軽いキャリアの出現（口頭発表）[52] 平井誉主在, 吉川尚孝, 河口真志, 林将光, 奥村駿, 岡隆史, 島野亮：3 次元 Dirac 電子系ビ
スマスの円偏光誘起異常 Hall 効果と Floquet
二重 Weyl 状態（口頭発表）[42] 中村祥子, 松本陽行, 小川浩生, 小林友輝, 鍋
島冬樹, 前田京剛, 島野亮：超伝導遮蔽電流存在下の FeSe0.5 Te0.5 薄膜によるテラヘルツ第2 高調波発生[53] 吉川尚孝：（若手奨励賞）高強度中赤外光・THz波を用いた光駆動電子系の研究
招待講演• 京都大学基礎物理学研究所研究会「非自明な電子状態で発現する超伝導現象の新しい潮流」（2022 年 12 月 21-23 日、京都大学）[54] 島野亮：光励起された銅酸化物高温超伝導体のコヒーレントｃ軸伝導, 京大基研研究会「非自明な電子状態で発現する超伝導現象の新しい潮流」, 2022 年 12 月 19 日

[43] 松本 陽行, 中村 祥子, 小川 浩生, 小林 友輝,
色摩 直樹, 鍋島 冬樹, 前田 京剛, 島野 亮: テ
ラヘルツ第三高調波発生を用いた鉄系超伝導体 FeSe1−x Tex における集団励起モードの観測（ポスター発表）[55] 島野亮：3 次元ディラック及びワイル半金属のフロッケエンジニアリング, 日本物理学会
2023 年春季大会 一般シンポジウム, 2023 年
3 月 23 日, オンライン開催[44] 西 田 森 彦, 勝 見 恒 太, Dongjoon Song,永 崎 洋, 島 野 亮:
銅酸化物超伝導体
La1.6−x Nd0.4 Srx CuO4 の ス ト ラ イ プ 秩
序相における光励起 c 軸テラヘルツ分光（ポスター発表）

セミナー[56] 吉川尚孝：３次元ディラック物質 Co3 Sn2 S2 における光誘起カイラルゲージ場, 物性研 LASOR セミナー, 2022 年 12 月 19 日

71

[57] 吉川尚孝：強磁性ワイル半金属 Co3 Sn2 S2 の全光学磁化反転による不揮発的カイラリティ
スイッチング, 2022 年度第 9 回光機能研究会,
2023 年 2 月 24 日

[58] 西田森彦, 勝見恒太, Dongjoon Song, 永崎洋,
島野亮: Nd-LSCO 単結晶試料における光励
起-THz 分光の実験的研究, 産業技術総合研究所つくばセンター, 2023 年 3 月 30 日.

72

村川研究室村川研究室は、村川と修士課程 1 名、博士課程２名の大学院生の計４名で、4 K 以下の温度でヘリウムの凝縮体を研究の舞台とした量子液体および固体の研究を行っている。本研究室で研究対象としている
ヘリウムは最も軽い希ガスであり、相互作用が小さいため、量子現象が顕著に現れる物質であり、非常に興味深い物質である。また、不純物が少ないために実験研究をするにあたり非常に理想的な系となっている。本研究室では、物性物理学で対象となっている様々な基底状態や励起状態から現れる現象をヘリウムという舞台を通じて研究を行う。また、その研究を行うための基盤として必要になる冷凍機の開発も行っている。
ヘリウムは低温科学研究センターが供給していの結果として、エントロピーは減少し、液体 4Heるように広く寒剤として使われている。これは、が粘性の無い超流動になることが現象として現れヘリウムが一番軽い希ガスであることから、質量る。この超流動は同位体でフェルミ粒子であるが小さいだけでなく、原子間の相互作用が小さい

3He では超流動転移温度が非常に抑制されておため、沸点が非常に低くなる（大気圧下で 4.2

り、4He の超流動がボースアインシュタイン凝縮

K）ことを利用している。さらなる低温を目指し由来であることの証拠の一つとなっている。このてこれを蒸発冷却することで、１K 程度の低温環

超流動は電子系における超伝導と同じところを由境は容易に実現できる。また、これ以上の低温環

来とする現象であり、お互い相補的に研究がすす

境が必要な場合は、ヘリウムの安定同位体の一つ

められ、超流動・超伝導の性質を明らかにしてきであるヘリウム 3（3He）を用いることで、蒸発た歴史がある。

冷却により 0.3 K 程度、さらには液体 4He 中に

また、圧力を上げるとヘリウムも固化するがそ「蒸発」（希釈）させる希釈冷凍法を用いて 10の固体ヘリウムも原子が格子点に留まることなく

mK 程度の温度までの極低温環境を構築でき、そ頻繁に移動する。そのため、興味深い様々現象がれらの装置は市販もされている。

現れるが、特に核スピン 1/2 をもつ 3He は多彩な磁性を示すことがわかっており、多くの研究が行

このように、ヘリウムは広く寒剤として用いらわれている。

れているが、ヘリウム自体の性質も非常に興味深
いものである。それは、最初に書いてあるが、ひさらに、ヘリウムを研究対象とすることの実験とえに、相互作用が非常に小さい軽い原子である的な利点としては不純物がほとんどない非常にきことによる。量子性はより軽くより低温でより強れいな系であることがあげられる。不純物は全てく現れるため、軽いヘリウムは低温で量子性が現容器の壁に固着してしまうからである。また、電れ、興味深い振る舞いを見せる。その筆頭ともい子系のように原子核による格子ポテンシャルもな

えるのが超流動である。前段落で大気圧下での沸いために、純粋に粒子間の相互作用のみを考慮す点が非常に低いことを述べたが、4He はその後、ればよいのは大きな利点である。

さらなる冷却を行っても大気圧下では固化せずにこのように、ヘリウムはただ単に寒剤としてだ

液体のまま存在する。通常の物質では固化するこけでなく、さまざま物理現象の舞台となり、多くとで並進対称性が破れ、液体の持っているエントの研究者によって研究対象になってきた。その中ロピーを放出するのであるが、液体 4He の場合

でも超流動 3He は、近年のトポロジカル物質のそれが存在しない。その代わりにボース粒子であ研究が盛んになる中で、その物質の一つとしてある 4He はボースアインシュタイン凝縮する。そげられ、大きな注目を集めている。

73

本研究室では超流動ヘリウムとりわけ超流動 Bーエフ束縛状態もトポロジカル物質の議論の中に相の表面状態や吸着した 2 次元ヘリウム 3 の磁性組み込まれ、超流動 3He もトポロジカル物質であに注目して研究を行っている。本年度は実験装置ることが指摘されている[4]。トポロジカル物質はの立ち上げを行うほか、コンパクトな新しいデザ

理論・実験の両面からの研究が盛んにおこなわれインの冷凍機の開発を他グループとの共同研究とており、大きな特徴としてバルク部分ではフェルして行っている。

ミ面にギャップが有り、端には局在したギャップ
レスの状態が作られることが挙げられる。この特超流動ヘリウム 3-B 相の表面マヨラナ状態
探索のための装置開発

徴は、バルク・エッジ対応と呼ばれる。これは、トヘリウム 3 はフェルミ粒子であるため、超流動部分で計算される有限のトポロジカル不変量が、になる機構は超伝導と同じく広義の BCS 機構に

界面を境に異なる値になるときに、トポロジカルなる。しかし、そのクーパー対の対称性は通常の不変量が整数という量子化された値しかとれない

超伝導体のｓ波スピン一重項のものとは異なり、ことから、界面でギャップが閉じ、不変量がうま

p 波スピン 3 重項となることが明らかになっていく定義できなくなることが必要であるとシンプルる[1]。これは、電子と異なり 3He は大きなハードに考えから理解できる。また、このギャップレス

コア斥力があることおよびスピン間の相互作用がとなる表面状態の分散関係は運動量とエネルギー

強磁性的であることに起因していると考えられてが比例するものになると指摘されている。

ポロジカル物質のバルクのギャップが開いているいる。p 波三重項超伝導体の候補はいくつかある

本研究室では超流動 3HeB 相ひいてはトポロジ

が、超流動 3He のクーパー対が p 波三重項を持つカル物質の表面状態の詳細を明らかにするために、ことは NMR 実験などから明らかになっており、

表面アンドレーエフ反射率の角度依存性を明らか

このことは超流動 3He を研究対象とすることの大にする研究を進めている。アンドレーエフ反射はきな利点の一つである。その他のバルクの性質も広義にはオーダーパラメータが空間変化している

その不純物の少なさから詳細に分かっているため領域に準粒子が侵入した際にその反粒子が同経路[1]、表面状態の研究を行う上で理想的な舞台となを辿って反射する量子力学的な反射である。このっている。

反射確率は表面の状態に大きく依存するため、入超流動 3He はクーパー対の対称性が p 波スピン

射角によって変化することが理論計算によって示

3 重項のため、軌道角運動量 L が 1、そしてスピされている。この反射確率の角度依存性を測定し、ン角運動量も 1 である。そのために 3×3×2 = 18

表面状態を明らかにする。これは電子系で例えるの自由度を持つ。そのために、様々な状態を考えと角度分解光電子分光に相当する。

ることができ、それを反映して複数の相を持つこ測定は過去の研究[5]にならい、準粒子ビームはとが実験的に明らかになっている。本研究室では黒体輻射の方法で作成する。液体 3He で満たされ低温低圧に現れる B 相と呼ばれる相は BW 状態とた実験セル中に小さな容器をもう一つ用意し、そいう最も対称性の良い状態に着目している。

れに直径 0.2 mm 程度の小さな穴を開け、そこか

この超流動 3HeB 相は、かねてから表面で準粒ら飛び出す準粒子をコリメーターに通すことでビ子が散乱する際に秩序変数の符号が反転することを反映して、ギャップレスの表面アンドレーエフ
束縛状態が存在することが理論により示され[2]、実験で確かめられている[3]。近年、このアンドレ

74

図 1：黒体輻射体の角度と角度計のキャパシタンス。0 度より左側は極板が全く重なっていないため、変化がない。また、90°以上では、極板の大きさが 90°のために、重なる部分の面積が減少することがみられている。
ームとして取り出す。過去に、一つの入射角でこの測定は行われているが、本研究では、ビームの射出方向を変え、表面にさまざまな入射角で準粒子ビームを打ち込み、その反射率を小容器内部の温度計で観測する。

図 2：実験セルの写真。上部の赤い点線に囲

本研究では準粒子ビーム発生装置である黒体輻

まれた部分が溶接ベローズでここが伸び縮み

射体を回転させることで様々な角度で表面に入射する。

する準粒子を実現する。そのとき、入射角は需要限環境下でも圧力を伝達できる物質はヘリウムのなパラメーターであるため、正確に知る必要があみとなる。本実験ではヘリウム 4 ガスで圧力を制る。本研究では 1/4 円状の電極を二枚用意し、そ御する。

れを対向させ、片方を固定、もう片方を黒体輻射
体と同一に動くようにし、その二枚の電極間のキグラファイト上に吸着した薄膜ヘリウムャパシタンスを測定することでその重なる面積をグラファイトは原子レベルでフラットな平面を導く。その面積は角度に比例するのでそこから角持つために、気体原子を吸着させ 2 次元系を作成度を決定する。図１に角度と測定されたキャパシさせる基盤として広く用いられている。近年、熱タンスの関係を示す。また、一般的に超低温装置

容量測定より、グラファイト基板のヘリウム吸着に「動き」というものを導入するには困難がとも

第 2 層に相当する層に綺麗に格子を組んだ固相でなう。本実験セルでは圧力によって長さを変化さはない、量子液晶相が存在するのではないかといせることができる溶接ベローズを実験セル内に導う提案がされている[6]。さらに、核磁性を持つヘ入し、その伸び縮みを歯車を用いて回転運動に変

リウム 3 の場合、その相は、強いフラストレーシ化させる。実験セルの写真を図 2 に示す。溶接ベ

ョンや多体交換相互作用の競合により、複雑な磁ローズの伸縮は圧力でコントロールするが、超低性を持つことが期待される。そこで、我々は相の温では通常の物質は固化してしまうため、この極

微視的な情報を得るため、核磁気共鳴法（NMR 法）75

による吸着第 2 層のヘリウム 3 の性質を調べるべ

室ではより多くの研究者に気軽に使用できるコン

く、準備を行っている。

パクトで利便性の高い核断熱消磁冷凍機の開発を

グラファイト上に吸着させたヘリウムは下地の行っている。

ポテンシャルの影響を大きく受ける。そのために、従来型の核断熱消磁冷凍機はワンショット型の吸着第 2 層のヘリウム 3 の構造は、吸着第１層の冷凍法のため、強力な希釈冷凍機、超伝導磁石お種類に大きく依存し、量子液晶相および固相の面

よび核スピン母材となる大きな核ステージが必要

密度は異なる。面密度が異なると各多体交換相互であるが、本研究では、小さい核ステージを二つ作用の大きさおよびその比が異なってくるため、用意し、それぞれを交互に消磁することで連続的磁気的性質も大きな影響を受ける。従来の研究でに 1 mK 以下の超低温環境を維持することを目指

は第１層として、ヘリウム 3、ヘリウム 4、重水素している。

化水素（HD）と様々なもので研究が行われている

今年度は各部品の組み立てを行い、低温科学研

が、本研究では一番密度の小さい量子液晶相がで究センターの極低温量子プラットフォームの大型きると考えられている重水素化水素を下地に選定

無冷媒希釈冷凍機に搭載し、冷却性能テストを行している。

った。二つの核ステージと二つの熱スイッチを用

測定物理量としては、パルス NMR 法によって、

いて、交互に予冷、断熱消磁を繰り返すことに安

横緩和時間(T2)を測定することを主眼としている。 定的に 1mK 以下の超低温環境を作り出すことにT2 はスピンの易動度と密接した関連性があり、こ成功した。今後、この小型連続型核断熱消磁冷凍れを測定することで相がリジットな固相、格子状機は極低温量子プラットフォームで共同利用装置には並んでいるが粒子交換が頻繁に行われているとして利用できることを目指している。

相、流動性を持つ液体相のどの相であるのかを明

この研究は、低温科学研究センター共同利用部

らかにすることができると考えている。

門の戸田亮氏および研究開発部門の福山寛氏とのこの研究は低温科学研究センターの福山寛特任

共同研究である。

教授との共同研究である。

また、本学理学系研究科物理学専攻の福山研究室より核断熱消磁冷凍機の移設にともない、実験

コンパクトな冷凍機の開発

室及び実験環境の整備を行っている。窒素温度に温度とはエネルギーに対する指標である。そのおける断熱真空管の漏れの修繕は難航しているが、ため、低温環境は基底状態やその励起状態である

修繕の目途が立った。また、希釈冷凍機の各部位

低エネルギーの領域を対象とする物性物理学の研の温度を調べた結果、運転に必要なヘリウム３・究に必須の舞台であるだけでなく、量子計算や雑ヘリウム 4 混合ガスの量が所定の値と異なってい音の低減による高感度測定が必要な高エネルギー

ることが分かり、ヘリウム 4 ガスを追加することの分野等幅広い分野で必要とされている。10 mK

で、バランスよく冷却できるようになった。修繕程度までの極低温温度域に到達できる希釈冷凍機が終わり次第、この冷凍機を用いて前述の超流動やさらに低い 1 mK 以下の超低温温度域に到達で3Heきる核断熱消磁冷凍機は、部品数も非常に多く、NMR の研究を行う予定である。

の表面状態の研究および薄膜ヘリウム 3 の装置が長大であり、抜き差しするための設置場所を選ぶことや価格が高価になることおよび慎重な[1] 主な教科書としては、D. Vollhardt, and P. Wölfle,

取り扱いを要することなどから、一部の専門的な“The Superfluid Phases of Helium 3”, 1990 (London,

研究者の使用にとどまっている。そこで、本研究

Taylor & Francis); E. R. Dobbs, “Helium Three”, 2000

76京大学）2023 年 2 月(NY, Oxford University Press)[2] Y. Nagato et al., J. Low Temp. Phys. 103 1 (1996).

国際会議
1. Study of Surface States in Superfluid
Helium 3-B Phase by Using an Angle
Resolved Quantum Andreev Reflection
Detector
Kensuke Yoshida and Satoshi Murakawa
International Conference on Ultra Low
Temperature Physics (Otaru, Japan) 2023 年
8月
2. Development of Angle Resolved Quantum
Andreev Reflection Detector in Superfluid
Helium 3
Kensuke Yoshida and Satoshi Murakawa
The 29th International Conference on Low
Temperature Physics (Sapporo, Japan) 2023
年8月

[3] S. Murakawa et al., J. Phys. Soc. Jpn. 80 013602(2011).
[4] R. Roy, 2008 arXiv: 0803.2868v1; S. C. Chan and
S. C. Zhang, Phys. Rev. Lett. 103 235301 (2009);
A. P. Schnyder et al., Phys. Rev. B 78, 195125 (2008).
[5] T. Okuda et al., Phys. Rev. Lett. 80 2857 (1998).
[6] 鎌田雅博 東京大学 博士論文 (2018)

研究成果リスト学会発表
1. 角度分解型量子 Andreev 反射観測装置を用いた超流動ヘリウム 3-B 相表面状態の研究
吉田研介, 村川智
日本物理学会秋季大会 （東京工業大学）
2022 年 9 月
2. 小型連続核断熱消磁冷凍機の開発と性能評価
瀧本翔平，戸田亮，村川智，福山寛
第 14 回低温科学研究センター研究交流会（東受賞
1. 第 14 回低温科学研究センター研究交流会ベス
トポスターアワード
瀧本翔平
第 14 回低温科学研究センター研究交流会（東京大学）2023 年 2 月

福山 寛
サブ mK 連続冷凍機の開発を得た。これは量子モンテカルロ計算の結果[1]と専門知識をもつセンター内教職員と共に開発を進も良く符合する。

めてきた 2 段式の連続核断熱消磁冷凍機の実証実[1] P. Corboz et al., Phys. Rev. B 78, 245414 (2008).

験で、0.72 mK を発生維持することに成功した。
これはサブ mK の連続発生に成功した世界初の例

2 次元ヘリウム 3 の気液相転移である。詳細は本年報・技術ノート(p.115)に記す。

量子性の強い 4He や 3He であっても、それぞれ
5.2 K と 3.3 K の臨界点以下の温度になると粒子極低温での放射光 X 線回折実験

間のファン・デル・ワールス引力のため液化する。

単色性やビームスポットの細さに優れる放射光をしかし、これらを 2 次元空間に閉じ込めると、幾利用した X 線散乱実験を 1 K 以下の極低温に拡張

何学効果のため引力相互作用が減少して、4He のするプロジェクトが SPring-8 で進んでおり、この臨界点は 0.8 K まで下がる。3He の場合は、量子

うち表面物理吸着した単原子層膜の構造解析実験性がより強くフェルミ圧力も有するので臨界点はに参画している。今年度は、グラファイト表面に消失し、絶対零度まで気体にとどまる（量子気体）

吸着した単原子層 4He の表面からの距離（高さ：と理論的に考えられてきた。我々は以前、グラフz）を決定すべく、T = 1.4 K で Crystal Truncation

ァイト表面に吸着した単原子層 3He が mK 域でRod (CTR)散乱データを取得し、シミュレーショ

は気液相分離していることを報告し[2]、この問題

ン結果との定量的な比較から z = 0.285 nm の結果に一石を投じた。これが正しければ、2 次元 3He

77

2022 年秋季大会（岡山理科大，2022 年 9 月）．
4. 田尻寛男, 山口明, 隈下敦貴, 宇佐美潤,山根悠, 住山昭彦, 鈴木勝, 蓑口友紀, 福山寛, 櫻井吉晴, “超低温における表面 X 線回折法の開発”, 日本物理学会 2023 年春季大会（オンライン，2023 年 3 月）．
5. 戸田亮, 瀧本翔平, 村川智, 福山寛, “サブ mK
連続発生装置の開発と性能評価”, 日本物理学会 2023 年春季大会（オンライン，2023 年 3月）．

の臨界点は 90 ≤ T ≤ 800 mK の範囲で見つかるはずである。これを直接観測するための精密比熱測定装置を開発し [3]、今年度から本格的な観測実
験を兵庫県立大学のグループと共同で開始した。
[2] D. Sato et al., Phys. Rev. Lett. 109, 235306 (2012).
[3] J. Usami, et al., J. Low Temp. Phys. 203, 1 (2021).

ヘリウムゼロロスプロジェクト
He 液化機の安定運転にとって不純物（典型的には

国際会議
6. J. Usami and H. Fukuyama, “New Results
る。ところが、液化運転に支障は出ないが、そこかand Analyses for Superfluid Liquid-Crystal
ら供給された液体 He を使って減圧法で 4 K 以下
State in 4He Monolayer”, International
Conference on Low Temperature Physicsを得る実験装置（例えば PPMS や MPMS、1 K ポ(LT29) (Sapporo, August, 2022).
ットを有する各種冷凍機）が閉塞するトラブルが7. A. Yamaguchi, H. Tajiri, A. Kumashita, J.
Usami, A. Sumiyama, Y. Yamane, T.
稀に発生する。これは循環再利用する He ガス中
Minoguchi, M. Suzuki, Y. Sakurai, and H.
の水素不純物濃度が 0.1−1 ppm 以上となったとき、
Fukuyama, “X-ray structural analysis ofadsorbed helium films on graphite”,
実験装置の減圧流路（キャピラリー）の低温端でInternational
ConferenceonLow
固体水素が析出し閉塞するためだと考えられていTemperature Physics (LT29) (Sapporo,る[4]。水素に限らず様々な不純物を ppb レベルでAugust, 2022).
8.
A. Kumashita, H. Tajiri, A. Yamaguchi, J.
簡便に検出できる装置があれば、産業界の He リ
Usami, A. Sumiyama, Y. Yamane, T.
サイクルを推進する上でも有用である。この種のMinoguchi, M. Suzuki, Y. Sakurai, and H.
Fukuyama, “Simulation of surface X-ray
市販品は非常に高価であることが多く、四重極質
diffraction for submonolayer helium films on
量分析管とバリアブルリークバルブを使った安価
graphite”, International Conference on Low
Temperature Physics (LT29) (Sapporo,
な He 専用不純物検出器の開発を進めている。
August, 2022).
[4] M. Gabal et al., Phys. Rev. Appl. 6, 024017 (2016).
9. H. Fukuyama, “Current Perspective of
3He
NuclearSpin-liquidStatein
Monolayers”, International Conference on
原著論文
Ultra Low Temperature Physics (ULT2022)
1. S. Takimoto, R. Toda, S. Murakawa, and(Otaru, August, 2022).
H Fukuyama, “Construction of Continuou
10. H. Tajiri, A. Yamaguchi, A. Kumashita, J.
s Magnetic Cooling Apparatus with ZincUsami, Y. Yamane, A. Sumiyama, M. Suzuki,
Soldered PrNi5 Nuclear Stages”, J. Low
T. Minoguchi, H. Fukuyama, and Y. Sakurai,
Temp. Phys. 208, 492−500 (2022).
“Development of surface X-ray diffraction at
lowtemperatures”,
International
Conference
on
Ultra
Low
Temperature
学会発表
Physics (ULT2022) (Otaru, August, 2022).
2. 隈下敦貴, 田尻寛男, 山口明, 宇佐美潤, 住山
11. A. Kumashita, H. Tajiri, A. Yamaguchi, J.
昭彦, 山根悠, 簑口友紀，鈴木勝, 櫻井吉晴,
Usami, A. Sumiyama, Y. Yamane, T.
福山寛, “単原子層 4He 薄膜の表面 X 線回折シ
Minoguchi, M. Suzuki, Y. Sakurai, and H.
ミュレーション”, 日本物理学会 2022 年秋季
Fukuyama, “Simulation of Surface X-ray
大会（岡山理科大，2022 年 9 月）．
Diffraction for Submonolayer Helium Films
3. 瀧本翔平, 戸田亮, 村川智, 福山寛, “小型連続on Graphite”, International Conference on
Ultra Low Temperature Physics (ULT2022)
核断熱消磁冷凍機の性能評価”, 日本物理学会(Otaru, August, 2022).
空気や水）の固化による閉塞トラブルは大敵であ78

大越研究室
大越研究室では、光と電磁波に応答する新物質および環境・エネルギーの諸問題を解決する新物質の開発を行っている。金属錯体、金属酸化物、合金まで多様な物質を研究対象として、化学的な合成手法を駆使して新規物質を創成している。光・電磁波と磁気の相関現象という観点から、光磁性や非線形磁気光学に関する研究を進める一方で、高周波ミリ波領域の電磁波を吸収するイプシロン型酸化鉄の開発、室温で光誘起金属‐半導体転移を示すラムダ型酸化チタンの創出、長期的に熱エネルギーを保持できる新しい概念の蓄熱材料の創成に取り組んでいる。さらには、新しい冷却方式の提案に関する研究を推進している。本年度は、以下の研究を進めた。
Å, β = 91.1946(11)°; Mg3: a = 9. 8284(4) Å, b =長期蓄熱セラミックスにおける圧力効果
蓄積された熱エネルギーを長期保存できれば、3.78733(8) Å, c = 9.9709(3) Å, β = 91.094(2)°;

廃熱エネルギーを有効利用できるが、レンガやコ

Mg4: a = 9.8155(3) Å, b = 3.78565(6) Å, c =ンクリートなどの代表的な顕熱蓄熱材も、水やポ

9.9680(2) Å, β = 90.950(2)°となった。

リエチレングリコールなどの潜熱蓄熱材も、長期

圧力印可に伴う λ 相から β 相への相変化を確認

間熱エネルギーを蓄えることはできない。本研究するため、圧力 P = 2.5、5、7.5、10、12.5、15、

開発項目では、ラムダ型酸化チタン λ-Ti3O5 を一30、45、60、230、600MPa または 2GPa を加え部マグネシウムで置換した λ-MgxTi3-xO5 を合成し、 た後、圧力を解放した際の粉末 X 線回折パターン
その結晶構造、圧力応答性、蓄熱特性について調べた。
Mg 置換 λ-Ti3O5 を以下の手法で合成した。まず、
ルチル型-TiO2 粒子の分散液と酢酸マグネシウム(a)水溶液の混合溶液にアンモニア水溶液を加えて、Ti2

Mg イオン被覆 TiO2 前駆体を調製した。この前駆O2
Ti1

体を水素雰囲気下、1300℃で焼成した。Mg の添加比率と 1300℃での焼結時間を変えて 4 つの試O4料を合成し、各試料 Mg1（[Mg]/[Mg+Ti]=1.5%、
焼結時間=6 時間）、Mg2（1.5%、2 時間）、Mg3

O5
O3

Ti3

O1

a

（3.0%、6 時間）、Mg4（4.0%、6 時間）を得た。

c

元素分析は蛍光 X 線（XRF）を用いて行い、各試(b)

料 の 組 成 式 は Mg0.015Ti2.985O5 （ Mg1 ）、
Mg0.022Ti2.978O5（Mg2）、Mg0.043Ti2.957O5（Mg3）、cbおよび Mg0.053Ti2.947O5（Mg4）となった。粉末 X
線回折パターンをリートベルト解析することにより、結晶構造を明らかにした（図１）。試料 Mg1Mg4 は全て λ 相 100%からなり、その λ 相の格子
定 数 は そ れ ぞ れ 、 Mg1: a = 9.8286(9) Å, b =図１. λ-MgxTi3−xO5 の結晶構造. (a) ac 平面

3.7875(2) Å, c = 9.9676(9) Å, β = 91.173(4)°; Mg2:

図, (b) bc 平面図.

a = 9.8357(2) Å, b = 3.78584(4) Å, c = 9.9712(2)

79

100
lambda fraction (%)

(a)

80

40

0.175 s0.300 s0.425 s0.925 s100 ºC

20

0

400

800

1.175 s1200 1600 2000

1.675 s1.675 s3.675 s10 ºC

図３. 圧力印加による λ-MgxTi3-xO5 の熱放Pressure (MPa)

出. Mg3 のサーモグラフィー.

100

b)

80

Mg1 Mg260

Mg3 Mg4

Hβ→λ (kJ L-1)

lambda fraction (%)

0.075 s

60

0

(b)

0s

40
20
0
0

20

40

60

80

100

図 ４ . λ-MgxTi3-xO5 の 蓄 熱 特 性 . (a)Pressure (MPa)

図２. (a) Mg1（緑）、Mg2（赤）、Mg3（青）、Mg1(緑)、Mg2(赤)、Mg3(青)、Mg4(紫)の転Mg4（紫）、ブロック型 λ-Ti3O5（黒）にお移温度の x 依存性. (b) 遷移エンタルピー

ける λ 相フラクションの圧力依存性. (b)の x 依存性. 黒丸はブロック型 λ-Ti3O5 を

低圧領域の拡大図.

表す.

を測定した。λ 相と β 相の割合が等しくなる転移

167 kJ L−1 (Mg3), 142 kJ L−1 (Mg4)であった。

圧力(P1/2)は、Mg1 では 79 MPa と低い。一方、そ

圧力によって生成した β 相について、示差走査の他の試料の P1/2 は 450 MPa（Mg2）、700 MPa

熱量測定(DSC)を用いて転移温度（蓄熱温度）と蓄（Mg3）、2 GPa 以上（Mg4）であった（図２）。

積熱エネルギーを測定した。全ての試料は、β 相か

圧力誘起相転移で放出される熱エネルギーを視ら λ 相への転移時に吸熱し、その蓄熱温度は Mg1-

覚的に測定するため、サンプルの温度変化をサーMg4 でそれぞれ 178 ℃（451 K）、160 ℃（433

モグラフィーで測定した（図３）。圧力を加える前K）、108 ℃（381 K）、80 ℃（353 K）であったのサーモグラフィー画像は青色であり、白または（図４）。吸熱ピークの面積から求めた遷移エンタ

赤の部分はハンマーで瞬間的に圧力を加えて押しルピー（ΔHβ→λ）は、Mg1 から Mg4 の順番で、そた位置に対応している。圧力印可後、75 ms 以内

れぞれ 227 kJ L−1、223 kJ L−1、215 kJ L−1、216に最高温度に到達し、その温度は Mg1-Mg4 でそkJ L−1 となった。以上より、Mg 置換によって転移

れぞれ 89.8 °C、79.1 °C、76.1 °C、66.8 °C であ温度(Tp)は 198 °C (x = 0)から 80 °C (x = 0.053)にった。放出熱エネルギーを断熱条件下で見積もっ低下することが明らかになった。一方、発熱ピー

たところ、203 kJ L−1 (Mg1), 177 kJ L−1 (Mg2),

クは観察されず、冷却過程でも λ 相が維持される

80

発表論文
13. Pressure effect on long-term heat storage
ceramics based on Mg-substituted λ-Ti3O5, S.
Ohkoshi, F. Jia, M. Yoshikiyo, K. Imoto, H.
Tokoro, K. Nakagawa, Y. Maeno, A. Namai,
R. Harada, K. Hattori, K. Kojima, K. Sugiura,
T. Suganuma, Mater. Adv., 3, 4824–4830(2022).
14. Integration of Trinuclear Triangle Copper(II)Secondary
Building
Units
inOctacyanidometallates(IV)-based
Frameworks, O. Stefanczyk, K. Kumar, T. Y.
Pai, G. Li, S. Ohkoshi, Inorg. Chem., 61, 23,8930–8939 (2022).
15. Aluminum-titanium-cobalt
substituted
epsilon iron oxide nanosize hard magnetic
ferrite for magnetic recording and millimeterwave absorption, M. Yoshikiyo, Y. Futakawa,
R. Shimoharai, Y. Ikeda, J. MacDougall,
A.Namai, S. Ohkoshi, Chem. Phys. Lett., 803,
139821/1-7 (2022).
16. Crystal structure, photomagnetic anddielectric properties of a cyanido-bridged CuMo assembly film, Y. Ikeda, D. Matsumura,
T. Tsuji, A. Namai, K. Imoto, H. Tokoro, K.
Nakabayashi, S. Ohkoshi, Inorg. Chim. Acta,
550, 121434/1-6 (2022).

ことを示している。また、液体ヘリウム冷媒
使用料削減に向けて、固体材料を利用した新しい冷却方式の提案に関する研究を推進している。

革新的なヘリウム吸着剤の開発
ヘリウムを有効活用するための新しい貯蔵、運搬、回収技術を可能にする新規ヘリウム吸着材を利用した低温吸着法を提案している。従来の炭素材料のヘリウム吸着量を超える新規炭素材料を見出し、様々な温度下における吸着性能について測定、解析を進めている。また化学的な物質同定の観点から、誘導結合プラズマ質量分析法による組成分析および粉末 X 線回折測定を行った。誘導結合プラズマ質量分析では、後処理で使用されたア
ルカリ金属イオンの定量を行い、本炭素材料に有
意な量のアルカリ金属イオンは含まれないことが学会発表
17. Cyanido-bridged Co-W assembly with two
stable phases at room temperature, K.
Nakamura, K. Nakabayashi, K. Imoto, S.
Ohkoshi, 錯体化学会第 72 回討論会（九州大学伊都キャンパス）2022 年 9 月
18. Research on sub-terahertz and lowfrequency Raman scattering in thiocyanidobridged FeII-HgII networks, G. Li, O.
Stefanczyk, K. Kumar, K. Nakabayashi, S.
Ohkoshi, 錯体化学会第 72 回討論会（九州大学伊都キャンパス）2022 年 9 月
19. シアノ架橋型 FeII-NbIV 二元金属錯体における、光と圧力によるフェリ磁性の制御, 小林 将大、
中村 一輝、井元 健太、中林 耕二、大越 慎一,
日本化学会第 103 春季年会（東京理科大学 柏キャンパス）2023 年 3 月
20. 重アルカリイオン置換によるシアノ架橋型金属錯体の電荷移動型相転移に伴うテラヘルツ
光吸収への影響, 峯尾 侑希、中林 耕二、井元
健太、中川 幸祐、吉清 まりえ、大越 慎一, 日
本化学会第 103 春季年会（東京理科大学 柏キャンパス）2023 年 3 月示唆された。また、粉末 X 線回折測定では、非常にブロードな回折パターンが観測された。これは、炭素材料の後処理によりアモルファスな構造となったと考えられる。今後は、より詳細な組成分析を進めるとともに、化学修飾による炭素材料の改良を検討する。なお、本研究開発項目は、福山 寛
教授との共同研究により推進している。
以上、エネルギー有効利用、現代社会に必要不可欠な資源である液体ヘリウムの効率的な回収・利用、新しい冷却技術の提案に関する研究を進め、SDGs 達成および FSI 活動に貢献していく。

研究成果リスト
受賞
12. 日本セラミック協会 第 38 回関東支部研究発
表会 最優秀賞, Dielectric properties of λTi3O5 in the sub-terahertz wave region andtheir applications, 続麻優菜, 日本セラミック協会第 38 回関東支部研究発表会（大宮ソニ
ックシティ市民ホール）2022 年 9 月

国際会議

81

21. Basic Science and Applications of External
2023 年 2 月
StimuliResponsive
Phase
Transition
23. Bistability at room temperature in CyanidoMaterials, IRL DYNACOM “Dynamical
bridged Co-W assembly, K. Nakamura, K.
Control of Materials” （東京大学）2023 年 2 月
Nakabayashi, K. Imoto, S. Ohkoshi, 8th
22. Phonon mode calculations of functional
Asian
Conferenceon
Coordination
metal oxides, M.Yoshikiyo, IRL DYNACOM
Chemistry (オンライン) 2022 年 8 月“Dynamical Control of Materials” （東京大学）

藤井武則
T*以下では、電子キャリアが励起されるために状

本年度は、2 つの科研費補助事業、「電気二重層トランジスタを用いた新しいコンセプトの熱電変態密度が増加すると考えられる。

換素子の作製」および、弘前大学、渡辺孝夫教授が[1] J. Huang et al., Commun Phys 5, 29 (2022).

研究代表者の「クリーンな Bi2212 を用いた真の[2] T. Otsuka et al., Phys. Rev. B 99, 184505 (2019).

電子相図の決定：超伝導機構の解明に向けて」の研究を行った。その他、東京理科大の田村隆治教

研究成果リスト授と「準結晶および近似結晶における低温物性の発表論文
24. Emergence of long-range magnetic orderfrom spin-glass state by tuning electron
density in a stoichiometric Ga-based
quasicrystal approximant
Farid Labib, Shintaro Suzuki, Asuka
Ishikawa, Takenori Fujii, Ryuji Tamura
Phys. Rev. B 106, 174436 (2022)研究」の共同研究をも行っている。

鉄系超伝導体 Fe1+yTe1−xSex における電子相図と Orbital-Selective Mott Phase
Fe1+yTe1−xSex におけるドーピング(x)－温度(T)の電子相図を明らかにすることは、その超伝導機構を解明するうえで重要である。近年、角度分解学会発表
25. Eu 系 Tsai 型近似結晶における磁性探索
鈴木慎太郎, 霜崎結太, 竹内涼, 石川明日香,
藤井武則, 田村隆治
日本物理学会 2022 年秋季大会（東工大）
2022 年 9 月
26. Au-SM-La(SM=Sn, Si)系 1/1 近似結晶の合成と電子物性
須藤佐介, 鈴木慎太郎, 石川明日香, 室裕司,
藤井武則, 田村隆治
日本物理学会 2022 年秋季大会（東工大）
2022 年 9 月
27. Au-SM-La(SM=Al, Ga)系ハイパーマテリア
ルの合成と電子物性小笠原俊輔, 鈴木慎太郎, 石川明日香, 室裕司,
藤井武則, 田村隆治
日本物理学会 2022 年秋季大会（東工大）
2022 年 9 月
28. 常伝導状態の磁化率から見た Fe1+yTe1−xSex の電子相図
藤井武則, 上薗優, 大塚匠, 渡辺孝夫
日本物理学会 2022 年秋季大会（東工大）
2022 年 9 月
29. Au-Al-La 系ハイパーマテリアルの合成と超伝光電子分光の実験において特定の軌道にモットギ
ャップが生じる Oobital-selective-Mott Phase が見いだされ、注目を浴びている[1]。これまで我々は、磁気抵抗、およびホール効果の測定により、特徴的な温度 T**, T*, Tscf を詳細に観測し、電子相図を調べてきた[2]。ここでは、Fe1+yTe1−xSex の Te ア
ニールにより、過剰鉄を十分に取り除いた良質な単結晶を用いて、常伝導状態の磁化率を測定した。
温度を下げると T** において磁化率は減少しは
じめ、T*以下でわずかに上昇する。さらに Tc 直上の Tscf 以下において再び減少する振る舞いが観測された。磁気輸送特性の結果と比較して考察すると、T**以上では、面内抵抗率は負の温度依存性を示し、Mott ギャップによる Incoherent な伝導となっていると考えられる。一方、磁化率は局在ス
ピンによるキューリーワイス的な振る舞いから、

T**以下で Coherent な伝導になるため、パウリ常磁性的な振る舞いに変わると考えられる。一方、

822023 年 3 月

導小笠原俊輔, 鈴木慎太郎, 石川明日香, 藤井武則, 田村隆治
日本物理学会 2023 年春季大会（オンライン）
2023 年 3 月
30. Bi2223 のアンダードープ領域における非線形
伝導と Kosterlitz-Thouless(KT)転移
藤井武則, 山口隼平, 木村あす, 渡辺孝夫, 掛
谷一弘
日本物理学会 2023 年春季大会（オンライン）
2023 年 3 月
31. ミュオンスピン回転法を用いた FeSe1-xTex における時間反転対称性の破れの検証
小河弘樹, 六本木雅生, Yipeng Cai, Guoqiang
Zhao, Mohamed Oudah, Supeng Liu, 今村薫
平 , Marta-Villa de Toro Sanchez, Cyrus
Young, Jinsong Zhang, Igor Markovic, 渡辺
孝夫, 藤井武則, 松浦康平, 石原滉大, 橋本顕一郎, Douglas A. Bonn, 小嶋健児, 植村泰朋,
芝内孝禎
日本物理学会 2023 年春季大会（オンライン）

国際会議
32. Electronic phase diagram in Te-annealed
superconducting FeTe1−xSex revealed bymagnetic susceptibility.
Takenori Fujii1, Yu Uezono, Takumi Otsuka,
Shotaro Hagisawa and Takao Watanabe
29th international conference on Low
Temperature Physics (Sapporo, Japan) 2022
年 8 月
33. Onset Temperatures for Superconducting
Fluctuations in Te-annealed FeTe1−xSex
Single Crystals: Evidence for the BCS–BEC
Crossover
Yu Uezono, Takumi Otsuka, Shotaro
Hagisawa, Haruka Taniguchi, Michiaki
Matsukawa,Takenori
Fujii,
Takao
Watanabe
29th international conference on Low
Temperature Physics (Sapporo, Japan) 2022
年 8 月

83

共同利用部門 部門報告
共同利用設備低温科学研究センター・共同利用部門
戸田 亮
共同利用部門では、低温寒剤を用いた研究を積極的に行う研究者、ヘリウムガス回収設備をもたない研
究者に低温科学研究センター建物内の共同利用研究室を貸し出し、低温実験のためのスペースを提供している。また、SQUID 磁化測定装置（カンタム・デザイン社 MPMS）、磁化物性評価システム（カンタム・デザイン社 MPMS3）、物性評価システム（カンタム・デザイン社 PPMS）、14T 超伝導電磁石という 4 種類の極低温実験装置の貸し出しを行い、極低温を要する学術研究のサポートを行っている。

共同利用研究室
本年度も、工、理の 2 部局に対し、全 4 研究室、138 m2 の貸出を行った。使用料金は昨年度と同じく
2,000 円/m2/月で、電気・水道・電話などの研究活動に伴うランニングコストは別途実費を請求している。
それぞれの研究室の活動内容については、共同利用研究室研究実績報告に掲載されているため、参照い
ただきたい。

共同利用装置
本年度の装置使用料金は、昨年度と同じく MPMS、MPMS3、PPMS の使用については 1 日 7,000 円、依頼測定料金については PPMS が 1 日 17,000 円、MPMS 及び MPMS3 が 1 日 12,000 円、産学連携利用については 1 日 27,000 円（いずれも寒剤費込）とした。14T 超伝導電磁石は寒剤費別で 1 日 560 円
であるが、本年度の利用はなかった。
図 1 は、主に電気・熱特性の評価に使用される PPMS の使用日数の推移である。本年度は 5 部局 13
研究室から 145 日の共同利用があった。ここ数年の共同利用使用日数は横ばいとなっている。
図 2 は磁化測定を行う MPMS, MPMS3 の使用日数の推移である。本年度は 4 部局 17 研究室からMPMS については 139 日、MPMS3 については 184 日の共同利用があった。MPMS3 への移行が進んだ
ため、MPMS の利用は MPMS3 に未装備のオプション（AC 測定、超低磁場、オーブン）を使用するユー
ザーや、長期の連続利用が必要なユーザーに限られており、維持コスト削減のため、需要が少ない時期は稼働を停止している。
共同利用装置全体では 6 部局 22 研究室の利用があった。また産学連携利用はなかった。

84

PPMS （平日）使用日数 (日)

250

200

150

100

産学連携
研究開発
共同利用

50

0

（年度）

図 1 物性評価システム（カンタム・デザイン社 PPMS）の使用日数

500

500

450

MPMS3（平日）使用日数 (日)MPMS （平日）使用日数 (日)450MPMS 2台運用

400
350
300
250
200
150

400
350
300
250
200
150

100

100

50

50

0

0

（年度）

産学連携
研究開発
共同利用

（年度）

図 2 磁化測定装置（カンタム・デザイン社 MPMS, MPMS3）の使用日

85極低温量子プラットフォーム
低温科学研究センター・研究開発部門
福山 寛
当プラットフォームでは、量子コンピューターの周辺技術、次世代量子ビット、量子センサー、量子物質など幅広い量子科学技術の基礎研究を支援するため、10 ミリケルビン（mK）の極低温下でマイクロ波測定や各種の物性測定が可能な 3He-4He 希釈冷凍機（BlueFors 社・LD400 型）を共同利用装置として運用している。学内だけでなく学外の公的研究機関や企業も利用できる（装置の詳しいスペックや当プ
ラ ッ ト フ ォ ー ム 開 設 の 経 緯 に つ い て は [1] を 参照 ）。 ま た 、 ネ ッ ト ワ ー ク ア ナ ラ イ ザ （ KeysightTechnologies 社・E5063A 型、14GHz）とスペクトラムアナライザ（同・N9000B、13.6GHz）も共同利用できる。以上の装置は、2021 年 6 月から約 1 年間の試行期間を経て、2022 年 7 月から本格的な共同利用を開始した。また、これに合わせて利用案内を掲載した専用 webpage も立ち上げた[2]。
[1] 福山寛「ミリケルビン量子プラットフォームの開設」2021 年低温科学研究センター年報（pp.71–
74）[2] http://www.crc.u-tokyo.ac.jp/FSI/

希釈冷凍機
2022 年 7 月から 2023 年 3 月末までの利用実績は、期間日数 250 日に対して使用日数は 213 日と 85%の使用率であった（図 1）。この間、装置にトラブルはなく順調に稼働した。ここで「使用日数」とは、希釈冷凍機温度を維持した日数（測定日数）、室温からの冷却と室温への昇温に要した日数（冷却・昇温
日数：この間も測定は可能）、そして測定試料・装置を交換するのに要した日数（準備日数）の総和である。また「期間日数」は、メインテナンスや 5 月連休・夏季休暇・年末年始などユーザーが利用できな
かった日を除いた期間中の総日数である（土日祝を含む）。なお、ユーザーに使用料金を課す日数（課金対象使用日）は、測定日数と冷却日数の和である。これは主要電力を使うパルス管冷凍機（希釈冷凍機の予冷段）の稼働期間に該当する。

図 1 希釈冷凍機の使用日数（2022 年 7 月〜2023 年 3 月の 9 ヶ月間）

一例として実際の利用の流れを図 2 に示す。準備期間の週の金曜午後に真空槽・各熱シールドを装着して室温からの冷却を開始する。翌週の月曜から金曜までの間、希釈冷凍機温度（T ≥ 10 mK）の測定を実施する。その週の金曜日午後に室温に向けて昇温を開始し、翌週月曜に真空槽・各熱シールドを取り外して、次のユーザーが利用できるよう試料・装置を交換する。このように、最も短いサイクルで稼働した
場合、1 ヶ月に 2 ユーザーが利用できる。また、同一ユーザーがもっと長い期間連続使用することもできるし（1 週間単位）、互いの干渉がなければ複数ユーザーの測定装置を同時搭載して、準備・冷却・昇温

86日数を節約して稼働率を上げる運用も行っている。

図 2 希釈冷凍機の典型的な利用サイクル

マイクロ波エレクトロニクス
2022 年 7 月から 2023 年 3 月末までの使用率は、ネットワークアナライザが 36%、スペクトラムアナ
ライザが 35%であった。これらの装置は汎用装置ではあるが、本プラットフォームの希釈冷凍機利用を前提としたテスト計測や本測定での利用に制限しているため、他所への貸し出しは行っていない。

87

液化供給部門 部門報告
低温科学研究センター・液化供給部門
阿部 美玲
1

寒剤供給実績(本郷地区キャンパス)2022 年度の液体窒素供給量は 498,669 L (図 1)、液体ヘリウム配達供給量は 235,228 L だった(図 2)。

図 1 年度別 液体窒素供給量
表 1 令和 4 年度 液体窒素使用研究室数
医学系研究科34 研究室

情報理工学研究所

2 研究室

工学系研究科

93 研究室先端科学技術研究センター

1 研究室

理学系研究科61 研究室

生産技術研究所

1 研究室

農学生命科学研究科

88 研究室素粒子物理国際研究センター

2 研究室

薬学系研究科27 研究室総合研究博物館

2 研究室

医学部附属病院

53 研究室大気海洋研究所

1 研究室

新領域創成科学研究科

3 研究室

地震研究所

2 研究室

アイソトープ総合センター

3 研究室

定量生命科学研究所

17 研究室

環境安全研究センター

2 研究室

フォトンサイエンス機構

1 研究室

国際高等研究所

2 研究室

低温科学研究センター

3 研究室
合計

88

20 部局、398 研究室

図 2 年度別 液体ヘリウム配達供給量
表 2 令和 4 年度 液体ヘリウム使用研究室数
工学系研究科

31 研究室薬学系研究科

9 研究室

理学系研究科15 研究室医学部附属病院

1 研究室

農学生命科学研究科

4 研究室

低温科学研究センター

3 研究室

合計

6 部局、63 研究室

液体ヘリウム容器回収を従前の電話による事前申込制から 2022 年 5 月後半にウェブシステムによる事前申込制に変更した。また、液体窒素容器集配は原則として事前申込不要だったが 2022 年 10 月から
ウェブシステムによる事前申込制に変更した。

2

ヘリウム回収率の向上への取り組み
低温科学研究センターでは 2019 年度からヘリウム・ゼロロスキャンパス事業として本郷キャン
パス内のユーザへヘリウム損失の削減に協力を求めている。本郷キャンパスで蒸発ガスを回収して供給を受けている研究室全体でのヘリウム回収率
は 95.9%だった。

図 3 本郷キャンパス蒸発ヘリウムガス回収率89

3

寒剤供給料金令和 4 年度の液体窒素使用料金を表 3 に、また、液体ヘリウム使用料金を式(1)に示す。
表 3 令和 4 年度 液体窒素使用料金
容器内容積

供給単価
(円/L)

10L 以上 15L 以下

70

15L 超 25L 以下

64

25L 超 35L 以下

58

35L 超 120L 以下

54

令和 4 年度 液体ヘリウム使用料金
供給価格 ＝ 244 × 課金対象供給量 (L) ＋ 2,490 × 損失ガス量 (m3)4

保安管理体制低温科学研究センターは、高圧ガス保安法に定められた高圧ガス第一種製造者として東京都の許可を受け、研究室へ供給する液体窒素の大量貯蔵やヘリウムリサ
イクルシステム(回収・液化)の運転や設備維持管理の他、利用者や従業者を対象とし・・・(1)

表 4 令和 4 年度 低温科学研究センター保安管理体制
保 安 統 括 者
保安統括者代理者
保 安 係 員 代 理
保

安

係

員

保 安 係 員 代 理

センター長

鹿野田 一司准教授

村川 智

技術専門職員

阿部 美玲

助教

藤井 武則

た保安教育などの保安活動を行っている。

技術専門職員令和 4 年度の保安管理体制を表 4 に示し

技術専門職員

寺岡
戸田

総一郎
亮

た。今後も日常点検を始めとする通常業務に加え、法定義務講習や各種講習会への参加などを通じて保安技術の習得・向上に努
め、設備安全の維持に尽力したい。

5

容器等再検査サービス
本学内で使用する液体窒素用超低温容器（通称、自加圧式容器）を対象とした容器再検査等サービスでの、2022 年度の検査台数は 53 台だった。

90

6液体窒素供給（容器集配）への事前申込制導入
当センター液化供給部門が担当する液体窒素供給は本郷キャンパス構内約 50 か所の建物入口付近にある「集配場所」までトラックで赴いて各使用研究室の容器を回収し、センター内の大型貯槽からまとめて汲み入れ当日のうちに配達する体制となっている。容器への充填および容器集配業務は外部業者(集配業者)に委託している。供給本数は例年延べ 20000 本を超えるが、そのうち 95％以上を使う各研究室では長年にわたり事前申込不要で液体窒素を受け取ることができた。建物の立地など特に事情があるごく
一部に限り電子メールによる事前申込が求められていた。
事前申込不要で供給する方法は、使用研究室にとって所定の場所に容器を置くだけで液体窒素を受け取ることができ、液化供給部門には申込管理業務がほぼ無いというメリットがあった。一方、集配担当者
がすべての集配場所を一通り巡回するまで当日の業務量全体(本数やそれぞれの容器の大きさ、走行経路など)を誰にも予見できないというデメリットもあった。
近年、委託業務の作業時間が極端に長くなる傾向がみられたため供給状況を見直したところ、比較的大きな容器(容器内
容積 70L 超)への供給が、数年前までは供給量全体の約 2 割だったのに対し、令和 3 年度には全体の 3 割を超えていた(図4)。多数の大きな容器が同時に出されるような業務集中日は連続作業時間が 4 時間を超える日が多かった。また、経験的な予想よりも早く業務集中日が起こってセンターの大型貯蔵設備への液体窒素補充が間に合わなくなる恐れが生じ、タンクローリーによる補充日を直前の前倒しを依頼するといった業務混乱が何度か生じた。さらに、当日の充填集配作業中に容器の不具合が見つかったなどの理由で突発的に使用研究室と液化供給部門との間で個別の連絡対応が生じる場合がある[2]が、使用研究室と連絡が取れなかったり、連絡が取れても当日の液体窒素使用予定者ではなくやり取りに時間を要したりし

図 4 容器内容積の内訳[1]年間供給量を 100%としたとき。
内側は平成 28 年度、外側は令和 3 年度。

て充填の開始やトラックの巡回が滞る要因のひとつとなっていた。このようなセンター業務の混迷は、
使用研究室とセンター側(液化供給部門および集配業者)が、いつどの容器に供給希望がある、という具体的な情報を共有することで改善が期待されたので、事前申込制の導入を決断した。
表 5 にこれまでの供給体制と事前申込制の比較を示した。従前と同様に平日毎日同じ時間帯に配達する体制を維持するとしても、大半の使用研究室にとって事前申込は利便性の低下であり、センター側も日々の作業手順や確認項目が増えることになる。制度の検討時はそれぞれの負担増をなるべく抑えるよ
うに特に心がけた。

91

表 5 従前の供給体制と事前申込制の比較
ポイント

事前申込制（2022 年 10 月～）

これまで

供給体制

・平日毎日、午前中に集配。
・平日毎日、午前中に集配。
・原則申込無し。当日朝までに集配場所に容 ・ウェブシステムから「容器集配」を申し込
器を置く。
む（供給希望とみなす）。
・一部の集配場所は電子メール申込。受付〆 ・申込期間 配達希望日の 4 週間前から当日
切は配達希望日直前の平日 16:30。
午前 7 時まで。
・申込キャンセルは当日午前 7 時まで受付。
・ウェブシステムは既存「液体窒素供給管理システム」に機能追加（イントラネット限定）。

容器の出し忘れ
容器直接持ち込み

・当日の業務進捗に間に合うかどうかセン ・次の供給日とウェブシステムを案内する。
ターが個別に判断する。間に合えば当日供給 ・申込があるのに容器が出ていないことをセする。間に合わなければ次の供給日を案内。 ンターから通知しない。

図 5 に容器区分ごとの一日当たりの供給量の年度推移を示した。事前申込制の導入に伴う供給量の大きな変化は見られなかった。また、図 6 に平成 28 年度、令和 3 年度、令和 4 年度の供給一日当たりの作
業時間の分布をそれぞれ示した。令和 4 年度後半の本運用開始直後に作業時間の増加がみられたものの、集配場所での作業手順を十分に習得した 12 月ごろから時間短縮の効果が現れはじめ、令和 4 年度通年での作業時間分布は図 6(下)のように 201 分から 210 分に収まる日を増やすことができた。この時短を実現した主な要因は当日立ち寄る集配場所を減らせたことであると考えている。
以前は前述したような容器に不具合があったときの連絡だけでなく使用研究室からセンター側への当日供給状況や長期休業前後の休業日確認など多彩な問い合わせを電話や電子メールを通じて月に何度も受けていたが、事前申込制の運用がほぼ徹底された 2023 年 1 月以降はその頻度も格段に減った。詳細な分析は難しいものの、もし事前申込制の導入をきっかけに各使用研究室で液体窒素容器をより意識的に使う方向に行動が変容したという理由だとしたら申込制に移行した効果のひとつと言えるかもしれない。
年度途中の供給体制変更となったにも関わらずご理解
ご協力いただいた液体窒素使用研究室の皆様に厚くお礼申し上げます。
本項は 2022 年度分子科学研究所技術研究会での発表[1]を当センター年報のために改訂し、図を追加更新したものです。

図 5 容器区分ごとの一日当たりの供給量（年度推移）

92

図 6 液体窒素供給業務の作業時間の分布(上)平成 28 年度。(中)令和 3 年度。
(下)令和 4 年度。青は 4 月から 9 月、緑は 10 月から 3 月(年末の 3 日間を除く)。

参考[1] 2022 年度分子科学研究所技術研究会 ショート発表、「液体窒素供給業務の近況～事前申込制の導入～」、阿部[2] 東京大学低温科学研究センター 年報 2020、p99、コラム、阿部93その他の活動報告

安全講習会
低温科学研究センターでは、センターから寒剤の供給を受けている利用者のみならず、所属部局において高圧ガス、寒剤の講習を行っていない、全学の高圧ガス、寒材利用者に対しての安全講習会を行っている。本年度も、対面の講習会は行わず、全て e-learning で行った。教材は昨年度と同様に ITC-LMS で 3つの講習動画を見てもらい、それぞれのテストをすべて合格することによって、講習終了とした。
ITC-LMS への登録者数及び合格者数（カッコ内）は安全講習会 582（498）名、高圧ガス講習会 186（144）名、医学部に進学予定の教養学部生に対する講習会 110（90）名であった。すべての講習会の登録者は、878 名と、昨年度の 866 名より若干増加したが、合格者は 732 名と 750 名から若干減少した。
図 1 に年度別受講者数（合格者数）を示す。2020 年度はコロナ禍の影響で受講者は減少しているが、2020年度より環境安全本部の高圧ガス講習会を低温科学研究センター主催で行うようになり、その分 2021 年
度以降の受講者数(合格者数)は増加してい

図1：年度別受講者数(合格者数)るように思われる。e-learning 導入により

800

時間の制約がないため、受講しやすくなっ700ていると考えられる一方、登録のみ行い、600

試験に合格していない人数がかなり多く、500「後で受講しよう」と思っているうちに忘400れてしまう人がかなりいると思われる。潜300

在的な需要を取りこぼしていることにな

200るので、登録後 1 か月後に合格していない

100

人にはリマインドを送るなどのシステム0を構築したい。

2012 2013 2014 2015 2016 2017 2018 2019 2020 2021 2022

安全講習会のアンケートによると、表 1 に示すように、講習動画についての感想は、「分かりやすかった」、もしくは、「とても分かりやすかった」と回答した割合が、講習会の 3 つのパートすべてにおいて76％であり、昨年度の 80％以上より評価が下がっている。このことは、受講者が、コロナ禍でオンライン講習に慣れてきたため、同じ教材でも評価が厳しくなっていると考えられる。一方、表 2 にあるように、テストについての感想から見ると、おおむね適切な難易度であったと考えられるが、例年通り、「高圧ガス保安法と本学での高圧ガス等管理」が難しかったようである。
表 1：講習動画についての感想（％）
とても分かり

分かり

やすかった

やすかった

講習動画 1

32

講習動画 328

講習動画 226

どちらでもない

やや難しかった

難しかった

44

12

9

1

48

17

3

1

50

15

6

1

講習会の感想については、「動画が分かりやすく、勉強になった。」という意見が多かった。また、「オ
ンデマンド形式なので、他の授業と重なることがなく受講しやすかった。」という意見も多かった。

96

表 2：テストについての感想（％）
とても

易しかった

普通

やや難しかった

難しかった

易しかった

テスト 1

0

5

48

31

12

テスト 2

1

10

70

13

4

テスト 3

2

16

61

14

5

一方、学内では同様の講習を行っている部局、およびキャンパスがあるため、「どの講習を受講すればよいか分かりにくい。」という意見も例年度々いただいている。そこで、以下において、学内で行われている高圧ガス、寒剤講習について少し整理してみたいと思う。
まず、低温科学研究センターでは「低温科学研究センター高圧ガス講習会」と「低温科学研究センター
安全講習会」の 2 つの講習会を行っているが、この 2 つの講習のうちどちらか 1 つを受講すればよい。
“液体窒素や液体ヘリウムなどの寒剤の取り扱いを行う教職員、学生は、「低温科学研究センター安全講習会」を受講し、“高圧ガスボンベ(高圧ガス保安法で定められている高圧ガス)のみを取り扱う人は、「低温科学研究センター高圧ガス講習会」を受講していただきたい。
工学系では独自に「高圧ガス安全講習」を行っているため、工学系・情報理工学系等にて高圧ガスボン
ベを取り扱う人は、この講習を受講すれば、「低温科学研究センター高圧ガス講習会」を受講する必要はない。ただし、寒材を利用する人は「低温科学研究センター安全講習会」を受講しなければならない。この場合、工学系の「高圧ガス講習」は免除される。図 2 の「低温科学研究センター高圧ガス講習会」の所
属別受講者数を見ると、工学系の受講者が最も多く、重複して受講している人がいるのではないかと推測される。
その他、本郷キャンパスの理学系、農学系、医学系、薬学系、病院において高圧ガス及び寒剤を取り扱う人は、「低温科学研究センター安全講習会」または「低温科学研究センター高圧ガス講習会」を受講していただきたい。
図 2：高圧ガス講習会の受講者の所属気を付けてほしいのは、柏キャンパスで高圧ガ
ス、寒材を取り扱う場合である。柏キャンパスで高圧ガスもしくは寒剤を利用する人は、物性研究所、
低温液化室の行う「高圧ガス利用講習会」を受講し、利用講習会修了証を発行してもらわないと、ガ
スボンベ、および寒剤の供給を受けることが出来ない。図 2 を見ると、新領域創成科学研究科の受講者が見られ、ここにも重複して受講している人がいると推測される。

（藤井

97

記）

研究交流会
令和 5 年 2 月 16 日(木)、理学部 1 号館小柴ホールにて「第 14 回 低温科学研究センター研究交流会」が開催された。 長いコロナ禍でオンライン開催を余儀なくされていたが、本年度は、4 年ぶりの対面での開催であった。学生の中には、オンライン発表しかしたことがない人も多いと思われるが、最近は対面での発表会も増えてきており、対面発表の練習という意味でも学生にとってよい機会になったのではな
いかと思われる。例年、交流会の後に開催される懇談会は、本年度もコロナ対策のため中止とした。セン
ター職員と利用者の交流を行う良い機会となるので次年度はぜひ開催したいと思う。
本年度は、理学系、工学系、農学生命科学、薬学系、低温科学研究センターから 88 名の参加があり、コロナ前よりは 2 割ほど少ない参加者であった。発表者は、口頭発表 12 とポスター発表 46 件となっており、例年よりポスター発表が若干少ないが、どちらかというと聴講者の方が減少しているように見られる。オンライン開催では、好きな時間に好きな場所で聴講できるという利点があるが、それに慣れたた
め、対面開催には参加する障壁が高くなっているように感じる。対面での利点をもっと生かせる研究会にする必要があると思う。
低温科学研究センター研究交流会は、異分野の研究者同士の交流が特徴であるが、これまで、工学系、電気系工学専攻や物理工学専攻、理学系、物理学専攻のような物性研究の分野での交流は活発に行われているが、全く違う分野の農学生命科学や薬学系、医学系との交流が思うように機能していないように思われる。その理由は、低温科学研究センターの利用研究室が少ないため、発表者および参加者が少ないためと考えられるが、これらの研究科が注目を浴びるようなイベントを企画してもよいと思う。また、現
在は、「低温科学研究センターが供給する寒剤、共同利用装置、共同利用研究室を利用して得られた内容が含まれる」という条件を付けているために、理論の研究者や、異分野の研究者が参加しにくいのではないかと考えられる。次年度以降は、このような条件を無くし、より広い領域の低温に関する（もしくは低温を用いた）研究発表会にしたいと考えている。

研究交流会参加者の推移
140
120
100
80
60
40
20
0

2010 2011 2012 2013 2014 2015 2016 2017 2018 2019 2020 2021 2022 2023
口頭発表

ポスター発表その他参加者

次ページに示すプログラムに見られるように、本研究交流会においては、低温における物性測定の研究のみならず、寒剤を必要とする測定装置を用いた研究や、極低温を作り出す技術、サンプル作製など、様々な研究成果を聞くことが出来た。

98

また、本年度はポスター発表を 3 グループに分け、発表者も他の発表を聞く時間を十分に取れるようにした。グループに分けることにより、1 グループあたりの発表者数が減るので、聴講者にとっては、聞きやすくなる一方、1 つの発表者に多くの聴講者が集中してしまい、時間が無くて聞けなかったという弊害も見られた。グループ分けによる発表者と聴講者の割合の最適化は難しく、1 グループあたりの聴講者に対する発表者の割合を増やすと、発表者の待ち時間が長くなるなどの問題が出てくる。今回のグルー
プ分けは比較的良かったと思われるが、もう少し、聴講者に対して分散するようにアナウンスを行えばよかったと思う。
交流会後には、アワード審査が行われ、ベストプレゼンテーションアワードに吉川 貴史さん（工学系
研究科 物理工学専攻 齊藤研究室 助教）、ベスト ポスター アワードに、石原 奎太さん（工学系研究
科 電気系工学専攻 田中・大矢研究室 博士 2 年）吉野 貴大さん（工学系研究科 電気系工学専攻 田
畑・松井・関研究室 修士 2 年） 瀧本 翔平さん（理学系研究科 物理学専攻 村川研究室 博士 3 年）
澤村 駿さん（工学系研究科 物理工学専攻 高橋（陽）研究室

修士 2 年）松本 陽行さん（理学系研究

科 物理学専攻 島野研究室 博士 1 年）鳴坂 潮さん（理学系研究科 物理学専攻 島野研究室 修士 2年）池田 直樹さん（工学系研究科 物理工学専攻 関研究室 修士 2 年）の 7 名が受賞し、3 月 28 日
（火）に低温科学研究センターにて授賞式が行われた。

口頭発表の様子

ポスター発表の様子

ベストプレゼンテーションアワード
吉川 貴史（齊藤研究室・助教）
ベスト ポスター アワード
石原 奎太（田中・大矢研究室 博士 2 年）
吉野 貴大（田畑・松井・関研究室 修士 2 年）
瀧本 翔平（村川研究室 博士 3 年）
澤村 駿（高橋（陽）研究室 修士 2 年）
松本 陽行（島野研究室 博士 1 年）
鳴坂 潮（島野研究室 修士 2 年）
池田 直樹（関研究室 修士 2 年）

（藤井

99

記）

第１４回 低温センター研究交流会 プログラム
口頭発表
O-01

吉川貴史

工学系研究科・物理工学専攻・助教（齊藤研究室）
核スピンを利用した低温熱電変換

O-02

平井誉主在

理学系研究科・物理学専攻・D2（島野研究室）
円偏光駆動した 3 次元 Dirac 電子系ビスマスの異常 Hall 効果

O-03

佐藤彰一

工学系研究科・電気系工学専攻・PD（田中・大矢研究室）
Si-ベーススピン電界効果型トランジスタ(Spin MOSFET)における 電子スピン輸送

O-04

磯前貴央

新領域創成科学研究科・物質系専攻・D3（中辻・酒井研究室）
四極子近藤格子系 PrTi2Al20 の巨大線形磁気抵抗とその異方性

O-05

中村一輝

理学系研究科・化学専攻・D1（大越研究室）
Synthesis and thermodynamic properties of cyanido-bridged Co-W assembly with room
temperature bistability

O-06

高原規行

工学系研究科・物理工学専攻・D1（川﨑研究室）
ガスソース分子線エピタキシー法による SrVO3 二重量子井戸構造の絶縁体金属転移

O-07

濱尾 智

工学系研究科・物理工学専攻・M2（石坂研究室）
単結晶薄膜 Cr1/4NbSe2 における新奇な低温電子状態の解明

O-08

江錦燕 農学生命科学研究科・応用生命化学専攻・D1（食品生物構造学研究室）
Structural and functional analysis of iron binding proteins from Vibrio species

O-09

渡邊竜太

工学系研究科・物理工学専攻・D3（十倉・金澤研究室）(Cr,In,Bi,Sb)2Te3 における磁性ワイル半金属相の探索

O-10

川合淳也

工学系研究科・マテリアル工学専攻・M2（枝川・徳本研究室）
Pb(Bi,Sb) 2Te4 トポロジカル絶縁体の In ドープによるバルク絶縁体化

O-11

荒井 悠太郎理学系研究科・物理学専攻・M2（高木・北川研究室）

MnP の圧力誘起磁気量子臨界点と超伝導
O-12

関根 孝彦

工学系研究科・物理工学専攻・D2（鹿野田研究室）
有機物質におけるラインノード上のゼロ質量電子の新奇な磁性

ポスターセッション
P1-01

石原奎太

工学系研究科・電気系工学専攻・D2（田中・大矢研究室）
Nanofabrication of Sn-based superconductor / topological Dirac semimetal

planarheterostructures
P1-02

升谷 颯

農学生命科学研究科・応用生命化学専攻・M2（食品生物構造学研究室）
アフリカ豚熱感染における宿主応答解析

P1-03

峯尾侑希

理学系研究科・化学専攻・D1（大越研究室）
Electromagnetic wave absorption properties of Prussian blue analogues with Rb+ and Cs+
ions
100

P1-04

張灵飛 工学系研究科・物理工学専攻・D1（川﨑研究室）
LnRuO3 単結晶薄膜における Ln サイトに依存した電気磁気輸送特性の変化

P1-05

吉野 貴大

工学系研究科・電気系工学専攻・M2（田畑・松井・関研究室）
Al 置換 Y3Fe5O12 薄膜における高温スピングラス特性

P1-06

Guo Yuxiao

理学系研究科・物理学専攻・D3（長谷川研究室）
Two-dimensional superconductivity in α-Sn/SnTe(111) heterostructure

P1-07

相原孝広

工学系研究科・物理工学専攻・M1（高橋(陽)研究室）
マルチフェロイクス RMn2O5 におけるエレクトロマグノンシフト電流の観測

P1-08

瀧本 翔平

理学系研究科・物理学専攻・D3（村川研究室）
小型連続核断熱消磁冷凍機の開発と性能評価

P1-09

上土井猛

工学系研究科・原子力国際専攻・M2（高橋(浩)研究室）
光量子コンピュータへの応用に向けた超伝導転移端センサの開発

P1-10

Zu Yuhang

工学系研究科・物理工学専攻・M2（為ヶ井研究室）
Unusual Transport Properties with In-plane Magnetic Field in SrxBi2Se3 Single Crystals

P1-11

遠藤 幹大

工学系研究科・物理工学専攻・M1（岩佐・中野研究室）
層状金属 TaSe2 を用いた磁性ファンデルワールスヘテロ構造の作製と磁性変調

P1-12

徳本有紀

生産技術研究所・マテリアル工学専攻・講師（枝川・徳本研究室）
Ta-Te 系二次元層状準結晶の超伝導特性

P1-13

小林将大

理学系研究科・化学専攻・M1（大越研究室）
光・圧力誘起スピンクロスオーバーを示すオクタシアニドニオブ(IV)酸系機能性フェリ磁
性体

P1-14

上田健太郎

工学系研究科・物理工学専攻・助教（十倉・金澤研究室）
ハーフホイスラー型 HoAuSn の単結晶育成と負の巨大磁気抵抗効果

P1-15

西田 森彦

理学系研究科・物理学専攻・D2（島野研究室）
銅酸化物高温超伝導体 La1.6-xNd0.4SrxCuO4 の光励起 c 軸テラヘルツ分光

P2-01

大野 達也

理学系研究科・化学専攻・M1（大越研究室）
可視光領域の蛍光と遅い磁気緩和を示すジスプロシウム-鉄 2 核錯体

P2-02

川本 知輝

工学部・物理工学科・B4（岩佐・中野研究室）
二次元極性イジング超伝導体における非相反輸送特性

P2-03

澤村 駿

工学系研究科・物理学専攻・M2（高橋(陽)研究室）
強誘電半導体 SbSI におけるフォノン励起の光起電力効果

P2-04

Wenjie LI

工学系研究科・物理工学専攻・D3（為ケ井研究室）
Peak Effects in 2H-NbSe2 Single Crystals with Columnar Defects Introduced by Heavy-ion
Irradiation

P2-05

髙林 里香

農学生命科学研究科・応用生命化学専攻・M1（食品生物構造学研究室）
歯周病菌 Porphyromonas gingivalis の増殖を抑制する香辛料成分の探索

101

P2-06

金田 昌也

工学部・電気電子工学科・B4（田中・大矢研究室）
Magnetic-field-controllable resistive-switching and spin-valve-like behavior in an
Fe/MgO/Ge-based two-terminal device

P2-07

浦井 瑞紀

工学系研究科・物理工学専攻・PD（鹿野田研究室）
格子点上に内部電荷自由度を有する有機三角格子系で発現するスピンクラスター状態

P2-08

巻内 崇彦

工学系研究科・物理工学専攻・PD（齊藤研究室）
キャント反強磁性体 MnCO3 のマイクロ波分光

P2-09

松本 陽行

理学系研究科・物理学専攻・D1（島野研究室）
鉄系超伝導体 FeSe のネマティック超伝導状態におけるテラヘルツ第三高調波発生

P2-10

大野 瑞貴

工学系研究科・物理工学専攻・D2（川﨑研究室）
層状超格子構造を有する[BinOn]-[RhO2] (n = 2, 3)新物質薄膜における p 型導電性

P2-11

新居 拓眞

工学系研究科・電気系工学専攻・M1（田中・大矢研究室）
Change of the band structure in a freestanding La0.67Sr0.33MnO3 thin film

P2-12

鳴坂 潮

理学系研究科・物理学専攻・M2（島野研究室）
テラヘルツ波を用いた 3R-Ta1+xSe2 の電荷密度波相の非熱的融解とそのダイナミクス

P2-13

寺尾 健裕

工学系研究科・電気系工学専攻・M2（田畑・松井・関研究室）
Co-Si 共置換による YIG 薄膜におけるゆらぎ制御と スピン波によるスピングラスの電気
的検出

P2-14

池田 直樹

工学系研究科・物理工学専攻・M2（関研究室）
極性構造を持つ室温強磁性体 Gd7Pt3 における Neel 型磁気スキルミオンの観測

P2-15

幸福 裕

薬学系研究科・薬科学専攻・助教（生命物理化学教室）
昆虫細胞発現系における安定同位体標識法の開発

P3-01

Wu Wenxi

工学系研究科・物理工学専攻・M2（為ケ井研究室）
Trapping Magnetic Field in Bulk Iron-based Superconductor Sintered under High Pressure

P3-02

スミスライアン

工学系研究科・原子力国際専攻・D2（高橋(浩)研究室）

重粒子検出のための超伝導転移端センサの開発
P3-03

清水翔太

理学系研究科・物理学専攻・M2（長谷川研究室）
探針制御用走査電子顕微鏡を備えた in situ 4 探針電気伝導測定装置による SrTiO3 上の原
子層構造の測定

P3-04

青木俊太

工学系研究科・物理工学専攻・M1（岩佐・中野研究室）
層状反強磁性体 CuCrP2S6 における第二次高調波発生

P3-05

礒山和基

理学系研究科・物理学専攻・D3（島野研究室）
s 波超伝導体 NbN における Higgs モードの量子干渉測定

P3-06

髙田幸之介

農学生命科学研究科・応用生命化学専攻・M2（食品生物構造学研究室）
アフリカ豚熱ウイルスのチミジル酸キナーゼ（pA240L）の発現、精製、活性測定および
阻害剤探索

102

P3-07

坂口 大輝

理学系研究科・化学専攻・M2（大越研究室）
Photo-induced change in polarization of SH light emitted from Ln-[Fe(CN)5NO] complexes

P3-08

小川和馬

理学系研究科・物理学専攻・M2（島野研究室）
中赤外円偏光パルスを用いた強磁性ワイル半金属 Co3Sn2S2 の磁化及びカイラリティの反
転

P3-09

遠藤 達朗

工学系研究科・電気系工学専攻・M2（田中・大矢研究室）
Gate modulation of current in the metal-insulator transition region of La0.67Sr0.33MnO3

P3-10

本田裕佳

農学生命科学研究科・応用生命化学専攻・M2（食品生物構造学研究室）
NMR と GC-MS を用いた蜂蜜試料のメタボローム解析解析

P3-11

下拂瞭太

理学系研究科・化学専攻・M2（大越研究室）
Structural transformation of a nanochannel molecule-based magnet leading to magnetic
anisotropy changes

P3-12

正力健太郎

工学系研究科・物理工学専攻・M2（高橋(陽)研究室）
カゴメ格子磁性体における質量ディラック電子由来の非従来型磁気光学共鳴応答

P3-13

伊藤嵩真

工学系研究科・物理工学専攻・M1（為ヶ井研究室）(Ba,Na)Fe2As2 テープ線材の電流電圧輸送特性

P3-14

Li Guanping

理学系研究科・化学専攻・PD（大越研究室）

Development of Low-Frequency Sub-Terahertz Absorption Based on Coordination
Polymers
P3-15

藤井 武則

低温科学研究センター・研究開発部門・助教（研究開発部門）
鉄系超伝導体 Fe1+yTe1−xSex における電子相図と Orbital-Selective Mott Phase

P3-16

戸田 亮

低温科学研究センター・共同利用部門・技術専門職員（共同利用部門）
ミリケルビン量子プラットフォームの紹介

103

職員研修
1. 令和４年度

高圧ガス保安教育（従事者向け）

参加報告

日

時

令和 4 年 11 月 18 日（金） 13 時 15 分～16 時 00 分

場

所 東京大学

物性研究所（柏の葉キャンパス）本館６階第１会議室

主

催 東京大学

物性研究所

講師 髙野陽一、水島隆士（日本スウェージロック FST）

低温液化室

参加者 低温科学研究センター 中川幸祐、他本学および国内大学・研究機関の教職員 約 20 名
物性研究所低温液化室により主催された、高圧ガス製造業務従事者対象の令和 4 年度保安教育に参加した。本保安教育は、高圧ガス製造や関連製品に関する講義・事例紹介を通じて情報を得るとともに、参加者間の情報交換や議論によって理解を深め、今後の保安活動に活かすことを目的としている。今回の保安教育は実技演習を含んでおり、対面形式のみで実施された。参加者は約 20 名であった。
前半は、髙野氏よりハンドチューブベンダーの構造およびハンドチューブベンダーを使用した金属
チューブ曲げの概要について説明を受けた後、チューブ曲げ加工の実技演習を行った。配管に用いるチューブを自ら成型する際は、使用する部位に設置して都度曲げながら位置を決めるのではなく、設計図に基づいて曲げ加工を行ってから設置するほうが良いとのことであった。曲げ加工の実技演習では、加工を始める前にチューブに印をつけ、基準端および曲げ位置を明瞭にするように強調されていた。その際、設計図上の流路より実物のチューブが描く曲線のほうが短いため、曲げ角度等に応じて調整した位置に印を施す点に注意する必要がある。加工手順について詳細な説明を受けた後、設計図に基づいて曲げ加工を実施し、意図通りに加工できたことを確認した。
後半は、水島氏よりホースの構造と選定方法に関して解説を受けた。ホースは、流体を運搬する柔軟な配管ということができるが、使用環境が過酷であることが多く、安全性・生産性の観点から、適切な構造や材質のものを選定することが肝要である。ホースは通常 3 層構造となっており、内側からコア、ブレー
ド、カバーと呼ばれる。コアは流体と直接接触するため、用途や流体の種類に応じて金属製や樹脂製のものが用いられている。使用時の注意点としては、無理な配置によるキンクの発生について強調されていた。また、帯電しやすいフッ素樹脂製コアを持つホースを使用する場合、静電気による穴の発生に注意が必要であるとのことであった。続いて、“STAMPED”を紹介していただいた。これは、サイズ(size)、流体および環境温度(temperature)、用途(application)、流体の種類(media)、流体の圧力(pressure)、両端の継手(end connection)、入手性(delivery)の頭文字を並べた語であり、ホースの選定においては、これら
7 つの観点から適切なものを探すと良いとのことであった。
流体を取り扱う上で配管は重要な要素であり、今回の保安教育は配管について学ぶ良い機会となった。
今後は学んだことを活かして、日常業務に取り組みたい。
（中川記）

2. 2022 年度分子科学研究所技術研究会 参加報告日時2023 年 3 月 9 日(木)～3 月 10 日(金)場所オンライン開催

104

主

催

参加者

自然科学研究機構 分子科学研究所
全国の大学および研究機関の技術系職員 約 140 名

2023 年 3 月 9 日から 3 月 10 日の 2 日間、2022 年度分子科学研究所技術研究会がオンライン開催された。当センターからは阿部が「液体窒素供給業務の近況～事前申込制の導入～」の題名で、液体窒素供給に事前申込制を導入した動機とその効果に関する約 4 分間のショート発表を行ない、発表後のブレー
クアウトルームで 20 名が参加し日々の業務状況や設備管理に関する約 20 分間の活発な質疑応答が行われた。また、他事業所でのヘリウム液化システム運転の様子や液体窒素供給業務上の工夫などの口頭発表並びにショート発表を聴講した。寒剤供給業務にも事業所ごとに多様な運用があることを再発見でき
たし、他所で行われている用具や器具の使い方のような一見些細と思われる新たなアイディアの数々も大いに参考になった。今後の日常業務に役立てていきたい。
（阿部記）

3. 日本物理学会 2023 年春季大会
日時

2023 年 3 月 24 日

場

所

オンライン開催

主催

日本物理学会

参加者

低温科学研究センター

戸田

亮、他多数

日本物理学会 2023 年春季大会に参加し、領域 6 のセッションにおいて「サブ mK 連続発生装置の開発と性能評価」と題し、開発、試運転を行った連続冷凍システムについて発表した。当該セッションの参加者には、サブ mK の温度領域において実験研究を行っている人も多くいるが、このような連続発生の実現は本研究が初めてである。連続発生のための制御の詳細や、温度安定性の改善方法などについて議論を行い、今後の改良に向けて知見を得た。
（戸田記）

105

技術系職員 発表リスト
発表論文、著書等
1. “Construction of Continuous Magnetic Cooling Apparatus with Zinc-Soldered PrNi5 Nuclear
Stages”
S. Takimoto, R. Toda, S. Murakawa, and Hiroshi Fukuyama
Journal of Low Temperature Physics 208, 492-500 (2022).
国内会議（一般講演）
1. 小型連続核断熱消磁冷凍機の性能評価
瀧本翔平, 戸田亮, 村川智, 福山寛
日本物理学会 2022 年秋季大会（東京工業大学・大岡山キャンパス）2022 年 9 月
2. 小型連続核断熱消磁冷凍機の開発と性能評価
瀧本翔平, 戸田亮, 村川智, 福山寛
低温科学研究センター研究交流会（東京大学小柴ホール）2023 年 2 月
3. ミリケルビン量子プラットフォームの紹介
戸田亮, 福山寛
低温科学研究センター研究交流会（東京大学小柴ホール）2023 年 2 月
4. サブ mK 連続発生装置の開発と性能評価
戸田亮, 瀧本翔平, 村川智, 福山寛
日本物理学会 2023 年春季大会（オンライン）2023 年 3 月
セミナー・講習等（ショート発表）
1. 液体窒素供給業務の近況～事前申込制の導入～
阿部 美玲
2022 年度自然科学研究機構分子科学研究所技術研究会（オンライン開催）2023 年 3 月

106

技術ノート技術ノート
電気伝導測定～端子付けの基本～
低温科学研究センター・研究開発部門
藤井 武則
1. はじめに
低温科学研究センターでは、電気伝導を測定するための物性評価システム(カンタム・デザイ
ン社

Physical Property Measuring System (PPMS))を全学に共同利用装置として貸し出しており、温度 0.5K-400K、印可磁場±9T における電気伝導を比較的簡単に測定することが出来る。 PPMS の利用者の多くは、低温の物性研究をしている研究者で、使用方法や、サンプルの準備方法については熟知しているようであるが、専門外の利用者からは、「電気伝導測定を全くしたことがないが、自身の研究している物質の物性値として抵抗値やホール係数の測定を行いたい。
」という相談を受けることも多い。そのような利用者にとって一番の問題は、「どのように試料を準備するか？」ということである。電気伝導度測定は、試料に電流を流しその時の電圧を測定するだけの事であるが、どのように試料を準備するかは、試料によって異なるため、初めて測定する試料に関しては、試行錯誤して最適解を見つけなければならない。そこで、低温科学研究センターでは、経験のあるスタッフが相談を受けている。PPMS による電気伝導測定方法および、測定の注意点については、低温科学研究センター共同利用部門の戸田から 2017 年の年報に「電気伝導測定～四端子測定でも接触抵抗には注意を～」[1]という記事が書かれているが、ここに書かれているように、適切な端子付けは重要である。ここでは、実際に試料に端子をつける方法を紹介する。初めて電気伝導度を測定する利用者の問題解決に役立てばよいと思う[2]。

2. PPMS のサンプルパックへの試料の取り付け
図 1 に PPMS の電気伝導率測定用のサンプルパックの写真を示す。3 つの測定チャンネルがあり、3 つの試料の 4 端子測定が出来るようになっている。それぞれのチャンネルには左側から順に I+, V+, V-, I-の端子が付いており、そこから金線等で試料に接続する。試料を置く部分は、13.5×11.5 mm の大きさで、熱伝導をよくするために、銅に金メッキされている。そのため、バルク試料(直方体に成型した固体の試料)を直接置くと、試料とサンプルパックが導通してしまう
ので、絶縁体を試料の下に敷く必要がある(図 1 ではガラス板)。温度計は PPMS 本体の、サンプ
ルパックを取り付ける部分に設置されているため、なるべく熱伝導率の良い絶縁体を用いるのが良いが、経験的に、試料につけた配線からの熱流入のほうが大きいため、よほど熱容量の大きな試料(サイズの大きい試料)でない限り気にする必要はないと思われる。個人的には、厚さ 0.5 ㎜のサファイア基板を用いているが、手軽に測る時は、ガラス板(顕微鏡用のカバーガラス)を用いている。ガラスエポキシなどの基板を用いるケースもある。He3 オプションを用いて極低温の測定を行うときはサファイア基盤を使う方がよい。サファイア、ソーダガラス、石英ガラス、ガラ
スエポキシの熱伝導率は、室温で、それぞれ、40，0.55-0.75、1.4、0.3 W/mK である。一方、

108

金線の熱伝導率は、295 W/mK である。よほど正確に試料の温度を測る必要がある場合は、サンプルと同じ位置に抵抗温度計を設置し、空いているチャンネルでその抵抗を測定すればよい。実際には、サンプルパックとサファイアやガラスの間は、アピエゾングリスで固定し、その上に、試料をワニスで接着する。ちなみに、アピエゾングリスは酢酸ブチル、ワ
ニスは、トルエンエタノール(トルエンとエタノールを 1：1で混ぜたもの)で綺麗に落とせる。絶縁体基板の上に作製した薄膜試料では、以上のことは気にすることなく、直接基板を

図 1：PPMS のサンプルパック

アピエゾングリスかワニスでサンプルパックに張り付ければよい。

3. PPMS のサンプルパックの配線方法
通常の 4 端子法による伝導度測定であれば、図１の様に、4 つの電極パッドに電流端子と電圧端子をそれぞれ 2 端子ずつ接続すればよいが、Hall測定の場合、図 2a の模式図の様に、2 チャンネル
用いて測定する。2 つのチャンネルはスイッチで切り替えながら測定する(すなわちチャンネル 1 を測定するときは、チャンネル 2 は測定器から絶縁されている)ので、それぞれの電流端子を短絡し、電流方向(抵抗測定)と、それと垂直方向に付けた端子間の電圧(ホール測定)を行う。PPMS の磁場
は、サンプルパックの上向きが正の方向なので、図のように電流を右方向に流すと、ホールが手前

図 2a：Hall 測定の配線方法
オレンジの線が短絡する配線。

方向に曲げられる。そのため、チャンネル 2 の V＋とチャンネル 1 の V－端子を短絡すると、キャリアがホール(hole)の時にホール(Hall)電圧は正になり、キャリアが電子の時にはホール電圧が負になる。
PPMS には AC トランスポート測定オプション(交流伝導度測定)に Hall 効果を測定する機能がある。現実には電流に対して完璧に垂直方向に Hall
端子を付けることが出来ないので、Hall 電圧間には幾何学的(電流方向の)ずれによって、どうしても取り除けない浮遊の電圧(抵抗成分)が乗る。AC
トランスポートオプションでは、図 2b の様に

図 2b：AC トランスポートオプショ

100Ωの可変抵抗で V－に対して Va＋と Vb＋が等ンによる浮遊電圧の除去。[3]

しくなるようにバランスを調整し、Hall 電圧の浮109

遊成分を取り除く機能があるが、Va＋と Vb＋端子間の抵抗が 100Ωよりも十分に小さい抵抗のサンプルしか測定できない。（例えば、1µm の厚さの場合、おおよそ 100µΩcm のサンプルで Va＋と Vb＋端子間の抵抗は 1Ωとなる。
）薄膜試料ではかなり金属的なサンプルでないと測定できないと思われる。そこで、上記の配線方法を用いて、磁場をプラスとマイナス逆向きで測定し、プラスの Hall 電圧からマイナスの Hall 電圧を引いて 2 で割れば、磁場に対して遇関数の抵抗成分は除去することができる。

4. バルク試料の端子付け
端子付けの方法は、大きく分けて、バルク試料と薄膜試料で異なる。バルク試料にも、様々な種類があり、金属、半導体、絶縁体(絶縁体でも高周波では電気を流す)など、物性的な違い、単結晶、アモルファス、焼結体など、物質の状態の違い、有機導体、酸化物(セラミックス)、金属・合金、金属間化合物など物質的な違い、など様々な特徴があり、それぞれに適した端子付けの方法がある。
比較的端子付けが簡単なのは、金属・合金の単結晶もしくはアモルファスで、ハンダや室温で固化するペースト類で端子を付けられる。ハンダは機械的強度が強く接触抵抗も低いので理想的ではあるが、大きな試料が必要で、半田の乗りが悪いことも多く、適用できる試料は多くない。
ハンダによる端子付けは、温度調節機能が付いた細いこて先のもので行うのが良い。温度をあまり上げたくない場合は低融点のインジウムハンダなどを用いる。まず、端子をつけたい部分に、
フラックス(低温科学研究センターでは、乳酸を用いている)を塗り、ハンダこてのこて先に少量のハンダを付け、フラックスを塗った部分に軽く触れる程度でハンダを流し込む。次に、金線を付ける場合は、金線の先にフラックスを極少量つけて、試料につけたハンダに金線を押し当てながらそこにこて先を軽く触れる。試料が動いて作業が難しい場合(試料が小さいときはハンダの表面張力で試料がハンダこてに引っ付いてしまうことがある)
は、ワニスで仮止めしたり、x タイプのピンセットに挟んで固定するとよい。ハンダこての熱で金線が溶けてしまうことがあるので、ハンダこての温度は50µm の金線で 275℃ぐらい、それ以下の太さでは(a)

235℃ぐらいに設定するとよい。
ペースト類での端子付けは、もっとも一般的に用いられており、金属だけでなく、ほぼすべての試料に用いることができる。しかし、試料によって適切なペーストがあり、初めて測定する試料に対しては試行錯誤する必要がある。ここでは、一般的なペーストでの端子付けについて詳しく説明する。
金属・合金試料にペースト類で端子付けする場合
は、基本的に室温で固化する銀ペーストもしくは金ペーストを用いる。銀ペーストはデュポンの4922N、金ペーストは徳力のシルベスト 8560 を

110

(b)
図 3(a)：金線を配置したところ。
(b)：ペーストを塗るところ。

使っているが、金ペーストはメーカー廃番になったので現在代替品を探している。
図 3(a)の様に、金線はあらかじめ PPMS の電極パッドにハンダで付けておき、金線の反対側の端を試料の端子をつける部分に接触させる。金線は、変形させても元の形状に戻す性質があり、なかなか思うように試料に接触させることができない。そこで、金線をあらかじめ試料の近くに配置し、最後に電極パッドに近い根元付近を少し押すと、元の形状に戻ることなく接触させることができる。試料によってはこの地点できちんと接触していないと接触抵抗が大きくなることがあるので、なるべく金線と試料が接触した状態で、その上にペーストをつけて押さえつける
イメージで端子付けを行ったほうが良い。
ペーストは、大きな試料であれば、4922 を酢酸ブチルで薄めて用いる。酢酸ブチルは揮発性が高いので乾くのが早いが、大きめの試料の場合はペーストもある程度の量をつけるので塗っているうちに乾くことはない。実際には、0.1mm ぐらいの銅線の先にペーストを少量つけ、試料と金線の接触している部分に流し込む。小さな試料(おおむね 2mm 以下)では、図 3(b)の様に、50µm 程度の金線を筆として用いるが、酢酸ブチルでは塗っている間に乾いてしまうので、乾きの遅い酢酸 2-ブトキシエチルを用いる。金ペースト(シルベスト 8560)も乾きが遅いので小さな試料への端子付けに適している。一般的に、焼結体試料では、デュポンの 4922、有機導体では、カーボンペースト(フジクラ XC-12、メーカー廃番)や、金ペースト(シルベスト 8560)がよく用いられる。
銅酸化物高温超伝導体や、マンガン酸化物などの、酸化物の単結晶は、焼き付け用のペーストを用いる。

(a)

特に、銅酸化物高温超伝導体では焼き付けでないとう
まく導通が取れないことが多い。ペーストは、デュポ
ンの 6838 を用いているが、価格が高騰し、入手も困難になりつつある。その他、フジクラのドータイト
FA705BN は、比較的安価で入手しやすい。このペーストの硬化条件は比較的低い温度(150℃～200℃)であ(b)

るが、実際には 550℃から 600℃で焼き付けを行っている。
PPMS のサンプルパックをその様な高温にすることはできないので、ガラスや、サファイア基板を用いてサンプル台を作製し、その上に試料を載せて端子付けしたものをサンプル台ごと電気炉に入れ焼き付けを行う。サンプル台は図 4(a)の写真の様にあらかじめ金
ペーストで金線を焼き付けておく。ここでは、田中貴金属工業のガラス基板用金ペースト TR-1404 や、アルミナ基板用金ペースト TR-1531 を用いている。ガラス基板に付けるときは 560℃～600℃で焼き付け、サファイア基板に付けるときは 800℃～850℃で焼き

111

(c)
図 4(a)：サファイアのサンプル台。
(b)：サンプル台に試料を貼り付け、銀ペーストを塗るところ。
(c)：サンプル台を PPMS のサンプルパックに配線した写真。

付ける。図 4(a)の写真では、試料の側面に端子を付けるために、小さめのサファイア基板をガラ
スペースト LS-653 で貼り付けて試料を浮かせるようになっている。このように作製したサンプ
ル台に、試料をワニス等で貼り付け、上記と同様に金線を試料に接触させた状態で焼き付け用
ペーストを塗り(図 4(b))、電気炉で焼き付けを行う。
この様に作製したサンプル台と試料を図 4(c)の様に、PPMS のサンプルパックに乗せ、PPMSの電極パッドとサンプル台に焼き付けた金ペースト部分を金線で接合する。この時 PPMS の電極パッドには半田で付け、サンプル台の金ペーストを焼き付けた部分は、室温用の銀ペースト
4922N で付ける。この様にサンプル台に試料を乗せたものを用意しておくと、PPMS のサンプ
ルパックから取り外しても、試料に端子がついたまま保存することが出来、次回に再測定するとき再現よく測定することが出来る。

4. 薄膜試料の端子付け
筆者は、薄膜試料を作ったことがないので、それほど詳しくはないが、依頼測定や共同研究において薄膜試料の測定を行うことがある。キャリア濃度の大きな半導体や金属薄膜の場合は薄膜に直接室温用のペーストで金線を付けられることが多い。その場合は、バルク試料の場
合と同様に、金線を薄膜に接触させ、その部分にペーストを流し込む。薄膜試料は、試料の平坦性が良いので、試料によっては、ペーストの接着性が悪くすぐに剥げてしまうことがある。ペーストを溶媒でなるべく薄く溶か
すと、接触抵抗も下がり接着強度も増すが、薄いと塗りにくいので、塗っては乾かしを繰り返し、数回重ね塗りをするとよい。
その他、薄膜の電極付けには、蒸着が用いられることが多い。メタルマスクやフォトリソグラフィーを用いて電極パターンを作り、金などの電極を蒸着する。直接

図 5(a)：キャリア濃度の大きな半導金が付きにくい試料は、ニッケルやチタン、クロムな体薄膜に金ペーストで配線。

どを 20～50Å蒸着した上に金を蒸着するとよい。金電(b)：金蒸着による端子付け。

極を形成できれば、上記のペースト付けやワイヤーボ
ンダーによる配線が可能になる。
半導体試料については、後述するようにショットキー接合が出来ないように気を付けなければならない。接触抵抗の低い電極を作る手段としては、電流端子の面積を大きくする、後述するように電極付近にのみ不純物や欠陥を導入する、などの方法がある。東大内では、マテリアル先端
リサーチインフラの微細加工部門においてこれらの電極加工が出来るので、こちらで相談してもよいと思う。

112

5. ショットキー接合
金属と半導体が接触すると、整流作用を示す場合と示さない場合があり、前者を「ショットキー接合」、後者を「オーミック接合」という[4]。この違いは、金属の種類と半導体の種類(p 型 n 型、
不純物濃度)に依存する。金属の仕事関数をΦm、半導体の仕事関数をΦs とすると、金属と n 型半導体の接合ではΦm>Φs の場合、
図 6：金属・半導体接合のバンド図。(a)：接触前

金属と p 型半導体の接合では(b)：接触後Φm<Φs の場合ショットキー接合になる。図 6 に金属と n 型半導体のバンド図の例を示す。E0 は真空順位で、電子のポテンシャルエネルギーの基準になる。Φは仕事関数で真空順位とフェルミエネルギーの差、Xs は電子親和力で真空順位と伝導帯下端のエネルギーの差である。金属と n 型半導体を接触させると、n 型半導体の伝導帯の電子がエネルギーの低い金属に向かって流れ込み、界面付近に空乏層ができる。この空乏層によって、接合面に半導体側の 障壁（拡散電位：半導体から金属への電子の流れに対する障壁）Φm- Φs と、金属側の 障壁（金属から半導体への電子の流れに対する障壁）
Φm-Xs を生じる。一方、仕事関数の関係が逆になった場合、すなわち、金属と n 型半導体の接合では
Φm<Φs、金属と p 型半導体の接合ではΦm>Φs の場
合は整流特性は示さず、 オーミック接合となる。
図 7 に、様々な物質の仕事関数を示す[5]。n 型半導体の場合は、仕事関数の小さな In, Ti, Al などの金属がオーミック接合を作りやすく、p 型半導体の場合は、仕事関数の大きな Ni, Au, Pt などの金属がオーミック接合を作りやすい。
しかし、実際には、金属半導体の界面には界面準位というエネルギー準位がある。そのために、オー
ミックかショットキーになるかは、仕事関数と電子

図 7：様々な物質の仕事関数

親和力の関係だけでは決まらない場合が多い。

6.トンネル現象を用いたオーミック接合
上記の様に、仕事関数の大きさを適切に組み合わせた金属を用いることで、ショットキー接合を回避することが出来るが、そのような組み合わせを探すのは容易ではない。実際の半導体デバイスでは、接合界面付近の不純物濃度を高くした場合に生じるトンネル現象を利用している。

113

イオン注入や不純物の熱拡散により、半導体中の不純物濃度を、1020 個/cm3（=原子濃度の～1/100） 程度まで増加させてやれば、障壁の幅が電子やホールがトンネリング出来る程薄くなって、事実上オーミック接触となる。ただ、実際には、不純物濃度の上限があるために障壁の幅が完全にはゼロにならない。そのため、この方法では、抵抗値はそれなりの大きさの有限のある値を必ず持っており、界面抵抗がゼロにはならないという欠点がある。
一般的に集積回路においてはイオン注入が用いられているが、集積化されない大きなデバイスについては、不純物拡散による方法が用いられることが多い。この場合は、最初に堆積する金属にドーピングのための不純物原子を混ぜておいて、加熱で界面を合金化する方法が一般的であ
る。

5.まとめ
以上の様に、電気伝導率測定における端子付けの実際の方法を紹介した。この記事を書いていて、現在使っているペースト類の多くがメーカー生産終了していることに気づいた。量産される製品の端子付けには、蒸着やはんだ付け等、端子付けの機械化(自動化)技術が開発され、ペースト類が使われなくなっているためだと思われる。現在入手可能なペースト類を改めていろいろ試してみる必要がある。今回紹介した方法は著者自身が扱った試料に対しての経験であり、実際には、測りたい試料一つ一つに対して、個別のオーミック形成方法を職人芸的に編み出す必要があるのが現実である。この技術ノートが、その手助けになると幸いである。

参考文献[1] 戸田 亮

平成 29 年度、低温センター年報

技術ノート P104

[2] 輸送特性の全般については、大塚洋一・小林俊一「輸送現象測定」(丸善実験物理学講座 11)
丸善

を参照.

[3] Quantum Design AC Transport Option User’s Manual[4] ショットキー接合については、様々な半導体の教科書に書かれているが、ここでは、霜田
光一、桜井 捷海 「エレクトロニクスの基礎」(裳華房)を参考にした。
[5] Herbert B. Michaelson: J. Appl. Phys. 48, 4729–4733 (1977)

114

サブミリケルビン連続発生冷凍機の試作(I)
低温科学研究センター・共同利用部門 1、研究開発部門 2
戸田 亮 1、瀧本翔平 2、村川 智 2、福山 寛 2
さらなる低温を目指して
近年、10 mK（ミリケルビン）の極低温を連続発生するヘリウム 3−ヘリウム 4 希釈冷凍機が、物性研究だけでなく、
超伝導式量子コンピューター開発や高感度粒子検出器をはじめとする量子センサー開発など最先端の量子科学技術分野に広く普及してきた。ある調査結果[1]をもとに概算してみると、2021 年時
点で年間 400 台以上の無冷媒希釈冷凍機が世界で販売されたようで、その市場規模は今後も増え続けると予想されている。mK という極限的な低温を作り出す高価な基礎実験装置としては、これは相当な規模と言える。半世紀以上前の 1966 年に、ヘリウム 3 やヘリウム 4 の量子液体相の研究をしていた英国のグループ[2]と偏極核による原子核実験を行っていた旧ソ連のグループ[3]がほぼ同時に希釈冷凍機を初めて作り出したとき、今日の活況をどれだけの人が予想できたろう。
極低温を必要とする理由には、
その温度域ではじめて発現する特異な量子現象を研究したいという物質
科学的興味や、その量子現象を精密測定手段（例えば、超伝導量子干渉磁束計）として利用したい、など
が従来からある。それらに加えて最近では、暗黒物質探索や X 線観測衛星などのようにできる限り小さいエネルギー変化を検出したい、そのために熱雑音のできるだけ少ない静寂な環境つまり「極めて低い絶対温度」自体への需要が高まり、これが市場規模を拡大させている。こうした新たな分野では、原理的に温度は低ければ低いほど有利だし、連続観測時間は数ヶ月から数年のオーダーになることも多く、衛星搭
載用途に限らずできるだけ軽量かつ小型である方が望ましい。
こうした背景のもと我々は、近未来の基礎研究の温度フロンティアを 10 mK から 1 桁以上低温に拡張したサブ mK 温度（T < 1 mK）を連続発生し、既存の希釈冷凍機に後付けできるほど小型で取り扱いも簡便な連続核断熱消磁冷凍機（CNDR：Continuous Nuclear adiabatic Demagnetization Refrigerator）の開発を進めてきた。この技術ノートでは、CNDR の着想、概要、動作原理を詳しく解説し、続いて最近完成した試作機による実証テストの第一報を紹介する。テスト結果は良好で、T = 0.72±0.01 mK を連続発生することに成功した。これは、レーザー冷却のように研究対象そのもの（希薄原子気体など）を冷却する直接冷却法や微少チップだけを冷却できるマイクロ冷凍ではなく、
ほとんどどのような試料でも、あるいはマイクロ波キャビティなど bulky な装置でも冷却できる間接冷却（以下、冷凍と記す）装置として、サブ mK 温度を制限なく連続的に維持できることを実証した初めての冷凍機である。

サブ mK 連続発生冷凍機（CNDR）の着想
断熱消磁冷凍には、電子スピンの自由度を利用する ADR（Adiabatic Demagnetization Refrigerator）とモーメントが 3 桁小さい核スピン自由度を利用する NDR（核断熱消磁冷凍機）がある。ADR は製品化されており、その最低発生温度は 100 mK 前後である。一方、NDR は製品化されていないが研究室レベルでは多数製作例があり、Cu を磁気作業物質として 0.1〜0.6 mK を発生できるものが多い[4]。断熱消磁型の冷凍機は単発式であり、外来の熱リークや測定発熱のためにいつかは予冷段の温度まで昇温してしまう。これを利用した経験のある研究者なら一度は、2 つの磁気ステージ（磁気作業物質とこれに直結し115

た熱リンクの総称。NDR の場合は核ステージ）を使えば最低発生温度を連続的に維持できるのではないか？と考えるに違いない。実際、ADR にはそうした連続冷凍機が実例は少ないが存在し[5]、ごく最近製品も現れた。しかし、NDR の場合、使用する超伝導マグネットが最大発生磁場 7〜9 テスラ（T）
・ボア
径 70〜100 mm と大型であり、その磁場補償空間（実験空間）も含めれば、予冷段の希釈冷凍機の下にすでに 1 m 近い空間を占有している。これを 2 段にすれば、装置全体の長さ（高さ）は 3 m 以上と長大にならざるを得ず、なかなかハードルが高い。そのため、連続型 NDR がこれまで建設されたことはない。
これに対して我々は、磁気作業物質として印加磁場が実効的に 12 倍に増強される特殊な増強核磁性体
核ステージが相当小型化でPrNi5 [6]を少量小型超伝導マグネットに納めて全体を磁気シールドで覆えば、きるので、これを 2 つ隣接して設置すればコンパクトな CNDR を作れるのではないか？と発想した[7]。
ただ、増強核磁性体とは言え少量（10 cm3 程度）であり、マグネット直近で磁気シールドできるほど低い磁場（B ≈ 1 T）からの断熱消磁で本当に実用的な冷却力が得られるか必ずしも自明ではない。そこで
熱モデルを立ててシミュレーションしたところ、100 mK での冷却力が 100 µW で最低維持温度（ベース温度）が 15 mK の比較的小型の希釈冷凍機を予冷段として使っても、外部からの熱リークが 10 nW のもとでベース温度 0.8 mK のコンパクトで実用的な CNDR が実現可能だと分かった[8]。
10 nW という小さな冷却力で本当に実用性があるのか疑問に思うかも知れないが、そもそも冷凍機とは、対象とする温度域で自由度の温度変化が大きい物質を選んでそのエントロピーを外部制御し低温を得る仕掛けなので、仮に同程度のエントロピー変化DS を制御すると考えれば、低温になるほど冷却力が小。そして冷凍機は通常、それぞれ適切な作業物質を使った複数さくなるのは当然である（∵ ∆𝑄 = 𝑇∆𝑆）の冷却段が 300 K→4 K→0.7 K→0.01 K→0.0008 K のように 1〜2 桁の温度比でカスケード接続されている（ウェットタイプの希釈冷凍機の例）。各冷却段は、次の低温段を予冷するとともに低温側への外来
熱リークを遮断する役目も果たす。熱絶縁体の熱伝導率（𝜅 ! ）は T ≤ 1 K の極低温下で𝜅 ! ∝ 𝑇 " (𝛼 = 2~3)のように温度の冪乗で急低下するので、注意して設計すればサブ mK 段への熱リークを 10 nW まで落とすのはそれ程難しくない。このように、低温になるほど冷凍機の冷却力は減少するが、そもそもより小さい（熱）エネルギー変化の検出を求めて低温にするのであればそれは問題ではなく、その環境を維持できる断熱性も自然に得られるので、さらなる低温を目指すことは本質的に有意義である[9]。
ただし、2 つの核ステージ間のエントロピーの受け渡し（ポンピング）は熱伝導の形で行われるので、両者の間の熱伝導性が十分良くないとステージ間の温度差を大きくする必要があり、CNDR の性能は劣化してしまう。熱伝導は不可逆過程であり、温度差が大きくなると準静的変化からのずれ（不可逆性）によるエントロピー増大が大きくなり、ポンピングできるエントロピー量が減ってしまうのである。具体的には、両ステージ間の全熱抵抗（𝐾! ）は T = 4 K での残留電気抵抗（𝑅# ）で表して 200 nW以下とする必要がある（後述する熱スイッチ 2 が閉状態の時）[10]。もう一つ、低温になればそれだけ測定に付随した発熱も押さえる必要がある。ただ、現状でもサブ mK 実験環境に適合した測定手段は多数ある。

CNDR の概要と動作サイクル
図 1 は、実際に試作した CNDR の構成を横方向に展開した模式図である。CNDR には 2 つの核ステー
ジを並列接続するタイプと直列接続するタイプの 2 種類あるが、試作機では、冷却力は劣るが熱スイッチの数が少なく構造がより単純な直列型をまずは採用した。
磁気シールドされた小型超伝導マグネットに収116

めた 2 つの PrNi5 核ステージ（NS1、NS2）のうち、NS2 は常時試料と熱接触しており、エントロピー
ポンピング過程を除き常にゆっくりと消磁することで外来熱リークや測定発熱を吸熱し（吸熱によって核スピン系のエントロピーは上昇する）試料温度を一定に保つ役割を担う。これに対して、NS1 は NS2 に蓄積したエントロピーを自身に移しこれを予冷段の希釈冷凍機に吐き出すサイクルを担う。
希釈冷凍機と
NS1、NS1 と NS2 の間にはそれぞれ Zn の超伝導熱スイッチ（HSW1、HSW2）を設け、各過程での熱のやり取りを遮断（開）
・導通（閉）する。実際には、主要構成要素の核ステージ、磁気シールド付き小型超伝導マグネット、Zn 超伝導熱スイッチを図 2(a)のように U 字型に配置し、装置全体ができるだけコンパクト（156W×84D×240H：単位は mm）になるよう工夫してある。図 2(b)の写真にあるように、実験空間を広く取れる最近の無冷媒希釈冷凍機であれば、十分後付けできるサイズである（この写真には冷却テストで暫定的に使った 2 つの Pt-NMR 温度計[4]も CNDR の両端に写っている）。試作機の全重量は
約 5 kg であるが、1 kg は減量できそうな余地がある。
(b)to BP/Still of DR
SSC mag-2

SSC mag-1(a)Ag
Pt-NMR
Thermometer-1
RuO2
thermometer

Pt-NMR
Thermometer-2

Nuclear stage-2(NS2)

Zn heat switch-1(HSW1)
Sample stage

Zn HSW-2

Zn HSW-1

heaterNS1

SSCM2
with NS2

SSCM1 with NS1

Pt-NMR
thermometer-1

240 mm

Vespel
SP-22

PrNi5 -1

FeCoV

PrNi5 -2Cu

MC bottom
platesample stage
MC bottom plate

図１ CNDRの概念図。中央の第2熱スイッチの右が

156
mm

mm
84

Pt-NMR
thermometer-2

HSW1

MC
bottom plate

第2核ステージ（NS2：試料ステージ）側で、左が第1核ステージ（NS1）側。最底部は希釈冷凍機の混合器温度で、断熱消磁用超伝導マグネットは断熱支持

図２ CNDRの(a)組立図と(b)希釈冷凍機に搭載した写真（暫定的に両ステージには2つのPt-NMR
温度計が取付けられている）。

棒（黒色）で最底部に固定されている。

各構成要素の製作法と性能評価の結果は文献[11−13]で詳述したので割愛するが、いくつかのポイントを挙げておく。磁気作業物質（PrNi5）と熱リンク（アニールした高純度 Ag 線）は Zn ハンダで接続した。その接触熱抵抗（4 nW）は Ag 線や PrNi5 自身の抵抗より 1 桁小さくできた[11]。超伝導マグネットの磁気シールドは、逆巻き超伝導コイルで囲うアクティブシールド方式ではなく、飽和磁束密度の高い高透磁率材 Fe0.49Co0.49V0.02 で囲う方式とした。この方が中心磁場の大きさや均一度を高くできる[12]。超伝導マグネットの線材（NbTi）は第 II 種超伝導体なので、磁場掃引するとき磁束量子の不可逆運動に伴って発熱する。
単位体積当たりの発熱量はマルチフィラメント線材のフィラメント径にほぼ比例して増加することが分かったので、細いフィラメント径（10 µmφ）の線材を使った[12]。超伝導熱スイッチは閉か
ら開への切替時に発生する磁気潜熱が臨界磁場の 2 乗に比例する一方、転移温度の 1/10 以上の温度になると閉時の熱漏れが顕著になる。Zn を超伝導エレメントに使うことで、これら相反する要求を十分満たす設計ができる[13]。
CNDR の動作サイクルは次の 4 つの熱過程からなり[8]、これらを図 3 のエントロピー図で説明する。
① 1.2 T の磁場中で NS1（体積 10 cm3 の PrNi5）を 24 mK から 17 mK まで予冷し、NS1 の核スピン系がもつエントロピーを希釈冷凍機に吐き出す過程。この間、HSW1 は閉、HSW2 は開。
・30 mT まで断熱消磁する過程で、最終温度 Tf は、維持したい試料温度 TS（0.8② NS1 を 0.7 mK（Tf）

117

mK：図中緑点線）より若干低い温度とする。この間、HSW1 も HSW2 も開。
①②そして④の間、NS2 はゆっくり消磁して TS より若干低い温度に保ち、外来熱リークや測定発熱を吸。
熱して試料温度を TS に保つ（上向き青矢印はこの間の NS2 の核スピンエントロピーの増加）③ NS2 から NS1 へのエントロピーポンピングの過程で、NS2 は等温励磁（下向き青矢印）し NS1 は 6
mT まで等温消磁（上向き赤矢印）する。この間、HSW1

3は開、HSW2 は閉で、エントロピーを熱流として移行する

HSW1 も HSW2 も開。なお、NS1 の温度が希釈冷凍機のベース温度に到達した時点で HSW1 は閉じるので、そこ

1.2
T

④

T

2.6

6m

④ NS1 を 24 mK・1.2 T まで断熱励磁する過程。この間、

2.8
Entropy:
S (J/K)
S (J/K)

ため、NS2 の温度は逆に TS より若干高く保つ。

NS1
NS1

③

①

2.4
①②④ ③

2.2

から先は断熱過程ではない。

Tf

NS2
NS2

②
PrNi5 10 cc
BTi(T)
0.006
1.2

Cu in 8 TTS2①〜④のサイクルを繰り返すことで（この例では 4.5 時間／サ

0.5 TS 1

イクル）、無制限に長時間 TS を一定に保つことができる。な5
T (mK)

10

お、図中橙色点線は同体積の Cu 核スピン系に 8 T を印加し

図３ CNDRの熱サイクルのシミュレー

たときのエントロピー変化で（核スピン I が異なるため高温

ション結果[8]。赤線と青矢印はそれぞれ、
1.2 T 中の増強核磁性体 PrNi5
極限で PrNi5 の値と合わせた）NS1とNS2のエントロピー変化。橙色点と同じエントロピー変化を得るには 8 T を印加しなければな

線は同体積のCu核スピン系に8 Tを印加

らないがことが分かる。

したときのエントロピー変化。

テスト冷却の結果
図 4 に試作機の冷却テスト結果の一例を示す。ここでは 1.5 日間・9 サイクルにわたり、前半 T ≈ 0.7
mK、後半 T ≈ 1.0 mK を連続発生させたときの NS2 ステージ（試料ステージ）に固定した Pt-NMR 温
度計の読み（TST2）と NS1 と NS2 に印加した磁場（BNS1 と BNS2）の時間推移を示した[14]。テスト冷
却では、各構成要素間の熱抵抗や各要素への熱流入を実測すること、そして複数回の一定熱サイクルのも（例とで温度がどのように時間推移するかの実測が目的だったので、必ずしも TS を正確に一定に保つ努力
えば電気ヒーターによる試料ステージへの入熱）はしていない。それでも TST2 = 0.72±0.01 mK そして
0.96±0.01 mK と高い精度で試料ステージの温度を固定できている。希釈冷凍機のヘリウム 3 循環経路の閉塞や停電など外的要因がない限り、無制限にサブ mK 温度を発生・維持できることが実証できた。なお、
この冷却テストは当低温科学研究センターのミリケルビン量子プラットフォームに設置された希釈冷凍機[15]（公称値でベース温度 10 mK、100 mK での冷却力 400 µW）を共同利用して実施した。
T (mK)

1.2

0.96±0.01 mK

10.8

図４ CNDR試作機の冷却テス

TST2 = 0.72±0.01 mK

トの一例[14]。図が煩雑になる

0.6

B (T)

1
0.01
3

のを避けるためTST1のデータは

BNS2

0.1
BNS1

3.5

Time (day)

4

4.5

省略した。

t (day)

図 5 は、上記冷却テストで決定した熱抵抗値や熱流入値を使い、熱シミュレーションで予測した最大冷118

却力（𝑄𝑄̇max）の温度変化である（赤点）。ここで𝑄𝑄̇max (𝑇𝑇𝑆𝑆𝑆𝑆2 )とは、ある𝑇𝑇𝑆𝑆𝑆𝑆2 を維持するとき持ち得る最大の冷却力のことで、このとき熱サイクルのパターン（NS1 の予冷時間、NS2 から NS1 へのエントロピーポンピングの際の TST1 と TST2 の値そしてポンピングにかける時間）はユニークに定まる（最適サイクル）。あるいは単純化して言えば、𝑇𝑇𝑆𝑆𝑆𝑆2 を所望の温度に固定したい

ときは、最適サイクルで運転した上でこの図で決まる一定の熱量をヒーターで与えれば良い。T = 1, 2, 3 mK における最大冷却力は 9,50, 100 nW となるはずである。

一般に希釈冷凍機は温度の二乗に比例する大きな冷却力をもつが、10 mK 以下では液体ヘリウム 3 循環に伴う粘性発熱のため冷却力が急減する。図 5 の黒破線は最もベース温度が低い製品の実測値である[4]。本機を追加すれば、サブ mK 温度を発生・維持できるだけでなく、市販の希釈冷凍機では到達不可能な 1 ≤ T ≤ 5 mK の温度域が簡単に手に入ることが分かる。なお、このシミュレーションは冷却テストに使った希釈冷凍機の場合について行った。

図5 CNDR試作機の最大冷却力のシ
ミュレーション結果。赤丸は現状、
青丸は本文に記した改良を施した場合。黒破線は最も高性能な市販の希釈冷凍機の冷却曲線[4]。

今後の展望
今後はまず、図 5 のシミュレーション（赤点）と実測の一致を調べる実験を行いたい。続いて数々の装置改良の計画がある。まず、(i)暫定使用している Pt-NMR 温度計は連続的な測温ができず（1 mK で約100 秒の測温間隔をあける必要あり）、それなりの大きさ（32φ×90L）があるので CNDR 本来のコンパクトさを損ねている。そのため、新しい小型連続測温サブ mK 温度計を開発したい。次に、(ii) 1 核ステー
ジ当り 4 nW の残留熱リークを 1 桁減らしたい。冷却テストを通じて、熱リークの主成分が希釈冷凍機の予冷段に使われているパルス管冷凍機の機械振動由来だと分かったので、核ステージのより強固な断熱支持法を開発する。
そして、(iii)両核ステージ間の全熱抵抗を現行の 270 nΩから 140 nΩ以下に半減したい。
いくつかの改善策の腹案がある。(ii)と(iii)を改良できれば、この CNDR 試作機は最終的にベース温度 0.5。また、
mK、T = 1, 2, 3 mK における冷却力 26, 90, 150 nW の能力を発揮するはずである（図 5 青点）
より大きな冷却力が期待できる並列型 CNDR も将来試してみたい。とは言え、現状の試作機はベース温度 0.7 mK を発生維持しており、T = 1, 2, 3 mK での冷却力は 9, 50, 100 nW と評価できるので（図 5 赤点）、すでに実用機と呼んで差し支えない性能をもっている。元々、本開発に成功した暁には、これをミ
リケルビン量子プラットフォームの新たな共同利用装置として全国的な共同利用に供する計画を温めていたので、サブ mK 温度の実験にご興味のある研究者はご相談下さればと思う。
最後に、本開発はミリケルビン量子プラットフォームを共同利用できたことで、格段にスピードアップ
しました。
同プラットフォームの開設をバックアップ下さった歴代低温科学研究センター長の大越慎一教授（大学院理学系研究科）、鹿野田一司教授（現 University of Stuttgart）、そして現センター長の島野亮教授に感謝いたします。装置部品の大部分は理学系技術部・装置試作室に、一部は生産技術研究所・試作工場に加工いただきました。本研究の一部は科学研究費補助金（15K13398）の援助のもとで行いました。
執筆者の一名（瀧本）は本学リーディング大学院 MERIT の援助を受けて本研究に従事しました。

119

参考文献
[1] IndustryARC, “Cryogen Free Dilution Refrigerators Market – Forecast (2023–2028)”：https://www.industryarc.com/Report/18092/cryogen-free-dilution-refrigerators-market.html[2] H. E. Hall, P. J. Ford, and K. Thompson, Cryogenics 6, 80 (1966)：ベース温度は 65 mK.
[3] B. Neganov, N. Borisov, and M. Liburgu, Sov. Phys. JETP 23, 959 (1966)：ベース温度は 56 mK.
[4] F. Pobell, “Matter and Methods at Low Temperatures”, Third Edition, (Springer, Berlin, 2007).
[5] P. J. Shirron et al., Cryogenics 74, 2 (2016).
[6] van Vleck 常磁性体である PrNi5 中 Pr+3 イオンの電子スピン系の基底状態は一重項非磁性だが、外部磁場を印加すると非一重項励起状態と混合して有限のモーメントが現れ、それが超微細相互作用
を通じて Pr 核スピン（I = 5/2）位置に外部磁場が 12.2 倍に増強された実効磁場として働く。こうした一連の増強核磁性体が NDR の有効な磁気作業物質となることや、中でも PrNi5 が 0.6 mK まで
は核磁気秩序しないなど最も優れた性質をもつことは、Bell 研の K. Andres による精力的な研究で明らかになった：K. Andres, S. Darack, and H. R. Ott, Phys. Rev. B 19, 5475 (1979)。続いて、F.
Pobell のグループが Pr 核スピン系が転移温度 0.40 mK で強磁性磁気秩序することを見出し：M.
Kubota, et al., Phys. Rev. Lett. 45, 1812 (1980)、転移温度直下の 0.3 mK 程度まで発生できる NDRが各地で製作された。こうした NDR 開発の歴史は Ref. [4]に詳しい.
[7] 戸田亮，福山寛「超小型サブミリケルビン連続冷凍システムの開発 I」、第 70 回日本物理学会年会（2015 年 3 月、早稲田大学）講演番号 22pAA.
[8] R. Toda, S. Murakawa, and H. Fukuyama, J. Phys. Conf. Ser., 969, 012093 (2018).
[9] 最後は、宇宙線や環境由来のg線が冷凍機の構成物質と相互作用する際放つエネルギーが熱リーク
量（〜0.1 nW）を決めるとされ、これが律則となる場合、NRD のベース温度の最下限はµK 域になる。例えば、P. Schiffer et al., Phys. Rev. Lett. 69, 120 (1992); E. Nazaretski et al., J. Low
Temp. Phys. 137, 609 (2004)を参照.
[10] 極低温下での熱の良導体は Cu や Ag などの純金属であり、そこでは熱伝導度（𝐾! ）と残留電気抵抗（𝑅# ）の間に Wiedemann-Franz 則： 𝐾! = ℒ# 𝑇⁄𝑅#（ℒ# = 2.44 × 10)* 𝑊Ω𝐾 –( は Lorenz 数）が成り立つ。極低温で温度をさまざまに変えて𝐾! 測定するより、1 つの標準温度（T = 4 .2 K）で𝑅# を測定する方がずっと容易なので、通常この法則を利用して、測定した𝑅# 値から𝐾! (𝑇)を推定する方法が取られる。なお、有名な Ref. 4 の教科書には、数 K の温度域で Ag や Al で異常に低いℒ# 値（1/2 から
1/20：つまりℒ# が定数でない）を示す研究が紹介されており混乱があるが、我々は最近、Ag と Zn
に関しては少なくとも 1 K 以下ではℒ# 値に異常がないことを実測して確認した（Ref. 13 参照）.
[11] S. Takimoto, R. Toda, S. Murakawa, and H. Fukuyama, J. Low Temp. Phys. 208, 492 (2022).
[12] S. Takimoto, R. Toda, S. Murakawa, and H. Fukuyama, J. Low Temp. Phys. 201, 179 (2020).
[13] R. Toda, S. Takimoto, Y. Uematsu, S. Murakawa, and H. Fukuyama, arXiv:2209.08260v1.
[14] 瀧本翔平, “Development of Compact and Continuous Nuclear Demagnetization Refrigerator”,
博士論文、東京大学 (2023）.
[15] 福山寛「ミリケルビン量子プラットフォームの開設」、2021 年東京大学低温科学研究センター年報（pp. 71)； http://www.crc.u-tokyo.ac.jp/FSI/index.html

120

コラム
雑感
液化供給部門 阿部 美玲
低温科学研究センターの寒剤供給では、規模や立地などの制約から、容器を各建物入口にある「集配場所」までトラックでまとめて配達または回収して、集配場所から実験室までは使用者が各自で移動する体制をとっています。液体窒素の集配場所は約 50 か所、液体ヘリウムの集配場
所は約 10 か所が本郷キャンパス内に点在しています。雨の日も風の日も容器を運んでくださる
委託業者の皆さんには頭が下がります。いつもありがとうございます。
平日の午前中は液体窒素の集配業務が行われています。委託業者のトラックはセンターと各集配場所の間を空容器の回収と充填容器の配達で合わせて 8 往復またはそれ以上の回数を走行します。その途中、委託業者の皆さんが集配場所に出されたままの液体ヘリウム容器を見つけてセンターに知らせてくださることがあります。連絡を受けるとセンターから使用研究室に、すみやかに容器を実験室に引き上げる、または、もし回収希望の容器であれば容器回収を申し込む、いず
れかの対処を依頼しています。
寒剤容器を長時間にわたり集配場所に出したままにすることは防災や防犯の面で好ましくありません。さらに液体ヘリウム容器の場合、容器の中で自然蒸発したヘリウムが多少なりとも大気に逃げてしまいかねません。もし配達したその日のうちに容器を実験室に引き上げて回収配管につなげたなら自然蒸発したヘリウムをもっとリサイクルできたのに…研究室のヘリウム回収量も増えて液体ヘリウム使用料金を安く抑えられたかもしれなかったのに…などと個人的には毎回気を揉んでいます。
日本国内で使用されているヘリウムはすべて海外からの輸入品です。そのため産出国での生産状況や国際的な物流情勢などの影響をもろに受けてしばしば入手困難な状況に陥ります。各使用
研究室のヘリウム回収率が良好なおかげで日々の供給を維持できているものの、現時点では本郷のリサイクルシステム内のヘリウム増量はかなり厳しいと言わざるを得ません。
液化供給部門では申込状況と手元の容器保管状況を見比べてどの順番でどの容器に汲み入れるのが最善となるか熟考しながら汲み出し作業を行なっています。それでも申込が集中した日にはやむなく配達本数を削る判断をせざるを得ないこともあります。理由は複数ありますが、大型貯槽のヘリウム液量が極端に少ないとき、すぐに使える冷えた容器が足りないとき、午後トラックが出発する時間までに汲み終えることができないときなどです。もしヘリウムをもっとたくさん持っていたなら汲み置き容器を数多く用意できて今日も配達できたのかもしれないのに…ない袖は振れぬとはいえ心苦しいばかりです。
平日の午後は液体ヘリウム容器集配が行われます。集配場所ごとに「配達はあるが容器回収は無い」「配達は無いが容器回収はある」「両方ともある」「両方ともない」の 4 つのパターンが考えられます。また、本数や種類の組み合わせ次第によってはトラックの荷台にすべての容器が載

121

らないときがありセンターと各集配場所の間を複数回にわたり往復する日もあります。
液体ヘリウムは配達だけでなく返却容器の回収も事前申込制となっています。昔は申込を電話で受け付けていましたが、近年は繁忙などのため電話に即応できない日も増えました。そこで2022 年春からウェブシステムによる申込に変更しました。トラックに載せる本数や巡回する
ルートをより具体的にイメージできるようになったので委託業者の皆さんにはおおむね好評のようです。液化供給部門としても翌日以降の汲み出しできる本数を以前より見通せるようになりました。使用研究室の皆様には引き続きご利用いただければと思っています。
ところで、半年ほど前までは、夕方になってから「液体窒素の容器がなくなった」という電話での相談を受けることが月に何度かありました。配達先の集配場所を間違えた可能性も考慮して、まずは探している容器の容器番号と集配場所に置いた日を質問するのですが、中には「容器を置いたのは 1 週間前ですがなくなったことに気付いたのはついさっきです」あるいは「大きさも容器番号も建物名もいつ置いたのかもわからないです、白いいつもの容器がいつもの場所にないんです」といったこちらも困惑してしまったお答えも多々ありました。
液体窒素の供給規模が近年急増して日常業務に混迷がみられるようになったため、2022 年 10月から液体窒素容器集配もウェブシステムによる事前申込制に移行させていただきました。背景や主な効果を「液化供給部門 活動報告」に記述しましたのでご高覧いただければ幸いです。ちなみに、前述のような「容器がなくなった」という電話相談は事前申込制へ移行したあとの半年間でわずか 2 件にとどまりましたことをここに追記させていただきます。どちらも自研究室の別の方が先に容器を持ち帰っておられたケースでした。

122

各種委員会・センター教職員名簿
低温科学研究センター運営委員会
第 10 回運営委員会（令和 4 年 7 月 4 日開催）
第 11 回運営委員会（令和 4 年 12 月 5 日開催）
第 12 回運営委員会（令和 5 年 1 月 19 日開催）
第 13 回運営委員会（令和 5 年 3 月 6 日開催）

運営委員会 名簿（任期 R3.4.1~R5.3.31）（委員長）鹿野田 一司 センター長･教授

大学院工学系研究科物理工学専攻･低温科学研究センター（兼務）

齊藤 英治

教授

大学院工学系研究科物理工学専攻

吉郎

教授

大学院工学系研究科電気系工学専攻教授

大学院工学系研究科総合研究機構教授

大学院理学系研究科物理学専攻

修司 教授

大学院理学系研究科物理学専攻

三田

脇原 徹
研介

小林
長谷川
大越

慎一

奥田 傑
上野

和紀

教授

大学院理学系研究科化学専攻

准教授

大学院農学生命科学研究科応用生命化学専攻

准教授

大学院総合文化研究科広域科学専攻

山本 希美子 准教授

大学院医学系研究科生体物理医学専攻

上田

卓見

准教授

大学院薬学系研究科薬科学専攻

岩本

敏

教授

先端科学技術研究センター・生産技術研究所（兼務）

山下 穣

准教授

物性研究所凝縮系物性研究部門

島野教授

低温科学研究センター研究開発部門

准教授

低温科学研究センター研究開発部門

亮

村川 智

低温科学研究センター専門委員会
第 4 回専門委員会（令和 4 年 6 月 3 日開催）

専門委員会 名簿（任期 R4.4.1~R6.3.31）（委員長）鹿野田 一司 センター長･教授

大学院工学系研究科物理工学専攻･低温科学研究センター（兼務）

為ヶ井 強
岡本

徹

大戸 梅治

准教授

大学院工学系研究科物理工学専攻

准教授

大学院理学系研究科物理学専攻

准教授

大学院薬学系研究科薬学専攻

123

島野

亮

教授

低温科学研究センター研究開発部門

村川

智

准教授

低温科学研究センター研究開発部門

阿部美玲

技術専門職員

低温科学研究センター液化供給部門

低温科学研究センター編集委員会
編集委員会 名簿（任期 R3.4.1~R5.3.31）
岩佐

義宏

教授

大学院工学系研究科物理工学専攻

田中

雅明

教授

大学院工学系研究科電気系工学専攻

岡本

徹

准教授

大学院理学系研究科物理学専攻

渡谷

岳行

准教授

大学院医学系研究科生体物理医学専攻

上田

卓見

准教授

大学院薬学系研究科薬科学専攻

奥田

傑

准教授

大学院農学生命科学研究科応用生命化学専攻（委員長）島野亮

教授

低温科学研究センター研究開発部門

村川

智

准教授

低温科学研究センター研究開発部門

中村

祥子

特任助教

低温科学研究センター研究開発部門（～R4.10.31）

低温科学研究センター教職員
教職員 名簿
センター長
鹿野田

一司

大学院工学系研究科物理工学専攻・教授（兼務）

研究開発部門
島野

亮

教授

大越

慎一

大学院理学系研究科化学専攻・教授（兼務）

福山

寛

特任教授

村川

智

准教授

藤井

武則

助教

中村

祥子

特任助教（～R4.10.31）

共同利用部門戸田亮

技術専門職員

液化供給部門阿部

美玲

技術専門職員中川幸祐

技術専門職員

加茂

由貴

技術職員

金子

芽衣

技術職員

寺岡

総一郎

学術専門職員

124

板垣

信則

学術専門職員

清隆

専門員（兼）事務室長

事務室
野呂

佐々木

陽子

特任専門職員

油井

聡

上席係長

細野

久美

係長（～R4.6.31）

草島葉子

係長（R4.7.1～）

125

お知らせ
人事異動
教員
特任教授

福山

寛

令和 4 年 4 月 1 日

役職変更

特任助教

中村

祥子

令和 4 年 11 月 1 日

転出（九州大学へ）

学術専門職員寺岡総一郎

令和 4 年 4 月 1 日

採用

係長

細野

久美

令和 4 年 7 月 1 日

転出（農学生命科学研究科

職員

附属生態調和農学機構へ）
係長

草島

葉子

令和 4 年 7 月 1 日

転入（農学生命科学研究科
附属生態調和農学機構より）

上席係長

油井

聡

令和 5 年 3 月 31 日

定年退職

学術専門職員寺岡総一郎

令和 5 年 3 月 31 日

退職

投稿のご案内低温科学研究センター編集委員会では、広く皆様からの投稿をお待ちしております。
テーマは自由ですが、多様な読者を念頭に、少なくとも本文のイントロダクションはできるだけ平易に書いて下さい。肩の凝らない読み物風の原稿も歓迎いたします。
詳細は、低温科学研究センター・編集委員会
tokyo.ac.jp) までお問い合わせください。

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委員長

島野

亮 (shimano@crc.u-

編集後記
低温科学研究センター・研究開発部門

藤井 武則

昨年まで 8 年間編集・校正担当を行ってきた中村祥子特任助教が九州大学に栄転されたので、本年度から私が編集を担当することになりました。中村さんのようなきめ細かい校正は出来ないと思いますが、迅速かつ正確な編集作業を心がけてまいりますので、今後ともよろしくお願いいたします。
2022 年度はコロナ禍も概ね収まり、あらゆることが正常化してきました。低温科学研究センターでは、コロナ禍で皆がリモートワークを行う中においても、大学機能の最低限の維持のために、技術職員の方々によって、液化運転、ヘリウムガス回収作業等の業務が続けられました。職員の中からコロナ感染者が出たら、センター内が立ち入り禁止になり、液化業
務も続けられません。自分自身のためだけでなく全学のためにも体調管理を行わなければならない。という重圧の中、奇跡的に感染者が出ることなく寒剤供給を行うことが出来ました。改めて、学内で低温研究が出来るのは、センター技術職員の方々の弛まぬ努力のおかげだと痛感いたしました。一方、2020,2021 年度とリモートで行ってきた研究交流会が完全対面形式になり、コロナ禍前に肩を並べる発表件数でにぎわいました。また、センターの重要な任務の一つである安全講習会は、コロナ禍で e-learning を立ち上げましたが、オンデマ
ンドで講習を受けられることが好評で、今後も続けることとなりました。これによって日程調整や会場の設定などの業務が無くなり、教職員の負担が軽減されました。コロナ禍によって DX 化が進んだ典型例のように思います。
このように、コロナ禍において、変わった点、変わらぬ点がありますが、全体的には良い
方向に向かっているような気がします。今後も、寒剤供給をとおして学内の研究活動を支えることが出来るよう努力してまいりますので、よろしくお願い申し上げます。

低温科学研究センター 編集委員会
木村 剛

教授

工学系研究科物理工学専攻

田中 雅明

教授

工学系研究科電気系工学専攻

岡本 徹

准教授

理学系研究科物理学専攻

渡谷 岳行

准教授

医学系研究科生体物理医学専攻
医学部附属病院放射線科

上田 卓見

准教授

薬学系研究科薬科学専攻

奥田 傑

准教授

農学生命科学研究科応用生命化学専攻教授

低温科学研究センター研究開発部門

准教授

低温科学研究センター研究開発部門（委員長）島野 亮
村川 智

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Annual Report 2022

(Cryogenic Research Center, the University of Tokyo)
令和４年度 低温科学研究センター年報
東京大学低温科学研究センター
第 14 号 2023 年 10 月
Volume 14, October 2023
発行者：東京大学低温科学研究センター
編集：低温科学研究センター 編集委員会
印刷：明誠企画株式会社

所 在 地東京大学低温科学研究センター
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東京都文京区弥生 2 丁目 11 番 16 号

電話： 03-5841-2851（事務室）
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