平成１７年度

大熊研究室研究報告
極低温物性研究センター

大熊

哲

~

http://www.rcltp.titech.ac.jp/ okumalab/
昨年に引き続き, 今年度も, 第 2 種超伝導体の渦糸系を舞台にした新しい物理現象の探索と解明を目指した研究を進めた。2004-5 年に見出した極低温量子液体相における異常な渦糸のダイナミクスの起源を解明するため, a-MoxSi1-x 膜の希釈冷凍機温度域（<100 mK）における電圧ノイズスペクトラム測定を実施した。さらに a-MoxSi1-x 膜の比較物質として, a-MgxB1-x膜の極低温渦糸状態と渦糸ダイナミクスを調べた。一方, 渦糸系を試料内に閉じ込め, 勾配をもった駆動力をかけて回転運動させることのできるコルビノディスク（CD）の手法を用いた研究も並行して進めた。まず, エッジ効果を排除した CD 形状薄膜試料を用い, これまで報告してきた静的および動的渦糸状態が, 試料に固有の特性であることを明確に示した。
さらに, 渦糸固体を歪み力場内で回転駆動させたときに見られるプラスチックフロー現象,
および, マイスナー相において一定の電流バイアス下で観測される自発的電圧振動といった新奇な渦糸ダイナミクスの研究を発展させた。

1.

3 次元量子渦糸液体（QVL）相における異常なフローとショットノイズ

熱ゆらぎによって渦糸固体が融解することは, 酸化物高温超伝導体の発見以来多くの研究によって明らかにされてきたが, 熱ゆらぎのない絶対零度（T = 0 K）でも量子ゆらぎによって渦糸固体が融解するかどうかは興味ある未解明の問題である。この液体は量子渦糸液体(QVL)[1,2]と呼ばれ, 主に 2 次元アモルファス薄膜系でその存在が議論されてきたが, 明確な実験証拠はまだ得られていない。最近では, 有機超伝導体[3], 酸化物高温超伝導体[4],MgB2, あるいは（ドープされた）ダイアモンド膜でもその存在が報告されている。
我々は, 一様な構造と適度に強い乱れをもつ厚い(100 nm)a-MoxSi1-x 膜の極低温・高磁場域における渦糸状態, 特に量子ゆらぎが渦糸固体の融解転移と相図に及ぼす影響を系統的に調べてきた。まず T = 0.1 K の極低温,（T = 0 における上部臨界磁場近傍の）高磁場域まで渦糸グラス（VG）転移が起こることを, 希釈冷凍機温度域における複素交流インピーダンス測定（渦糸系の臨界緩和測定）によって明らかにし, T = 0 まで液体相, すなわち QVL 相が存在することを示した[5,6]。さらに, 磁場軸上および温度軸上での（規格化された）QVL 相の広さは, ほぼρn に比例してそれぞれ磁場軸・温度軸方向に増大することを示した。これは, 「ρn が量
子ゆらぎを強めることを通して QVL 領域の拡大をもたらす」という描像と一致し, QVL 相の確証となった[7,8]。
現在のところ, QVL 相における渦糸ダイナミクスは理論的にも実験的にもまったくわかっていない。そこで本研究では, 渦糸液体相において, 渦糸フローに伴って発生する電圧の時間依存性[時系列 V(t)]測定[9]に加え, 電圧ノイズスペクトラム測定を行うことにより, 熱的液体相から QVL 相への移り変わりに伴う渦糸ダイナミクスの変化を詳しく調べた。
図 1 (a) 膜厚 100 nm の a-MoxSi1-x 膜の(a)

極低温・高磁場域の渦糸相図. ○と△QUANTUM VORTEXLIQUID
10

ぎδV(t)の分布 P(δV)の非対称度 Ap(skewness)対温度. 膜厚 4 nm の THIN
FILM の結果も示す. 各試料の超伝導

TQ

3

6
0
THERMALVORTEX LIQUID

1

Apはほぼ一致する. 挿入図：(上)熱的液

P も逆転することを示す[9]. （右下）

0.5

20
10
0
–10 0.15 K 3.12 T
–20
20
10
0
–10 0.06 K 3.24 T
–20
0
0.2
0.4

t (s)

δV(t)の拡大図. なだれ現象的波形.

図 1(a)の○と△は, 極低温・高磁場
相図上（渦糸液体相）で V(t)]測定を

0.4

T (K)

VORTEX GLASS(b)

ロットすると, 両試料の温度依存性

P. グレーの線は電流反転時に, 分布

0.2

NORMAL

2.8

転移温度で規格化した換算温度でプ体相及び(下)QVL 相におけるδV(t)と8

δV(µV) δV(µV)

体相における渦糸フロー電圧のゆら

3.2

B (T)

た動的臨界指数 z 対温度. (b) 渦糸液z

図：複素交流インピーダンスから求め0.6

THIN FILM
00

た点を, ◆は電気抵抗から求めた

0.2

T (K)

0.4

0

δV (µV)は, δV(t)の測定を実施した点. 挿入

3.4

P

0.05

4 nm
∆t =4 µs

T=75 mK B=2.35 T

0

2

50

域の

0

t行
(ms)っ

4

QVL

相のはじまりの温度 TQ を表す。また, 図１(b)の挿入図は, 熱的液体相（上）と QVL 相（下）における, 渦糸フローによって発生した電圧の, 平均値のまわりの電圧ゆらぎδV(t)とその分布 P (δV)を示したものである。熱的液体相では, 観測されたδV(t)は外来ノイズ等のフロー電圧以外の起源から来るが, 極低温域の QVL 相では, 渦糸フローによるδV(t)が観測され,その分布に渦糸の進行方向に向かって長い裾野をもつ異常な非対称性が現れることがわかった。これは, QVL 相では渦糸のフローが定常的ではなく, 渦糸の速度あるいは数が時間 tの関数として断続的（突発的）に増大することを示している。時間分解能を上げると, なだ
れ現象的な波形も見られる。ここでは, 大きなブロードバンドノイズが発生した。このような異常が見え始める温度は, 上記の TQ あるいはＶＧ転移の動的臨界指数 z が増大する温度と近い極低温(〜0.1 K)であった（図 1(a)挿入図）。これらの実験結果は, QVL 相において異常な渦糸ダイナミクスが存在していることを示している[9]。
図 2 に示すように, QVL 相における渦糸フローに伴うノイズスペクトラム SV(f)はローレンツ型である。これは渦糸液体の流れの中を, フロー方向にランダムに渦糸のバンドルが運動
し, ショットノイズを発生していると解釈される。1/f 型の SV(f)が観測されている高温域のVG 相やマイスナー相における（電流印加による）ノイズスペクトラムとは対照的である。

Sv / V0 (V/Hz)

T=80 mK B=8.53 T
I=0.7 µA V 0 =48.1 µV

1010

I=1.7 µA V 0 =122 µA
I=40 µA V 0 =6.3 m A

–10

10

fc

fc

–15

0

10

2

4

10 10

0

10

2

10

4

f (Hz)f (Hz)

図 2 QVL 相の異なる電流値における電圧ノイズスペクトラム.

QVL 相におけるノイズスペクトラムをショットノイズモデルによって解析すると, 電流とともにノイズの起源となる渦糸バンドルのサイズ n [SV(f→0)/Vdc で与えられる]は増加し,ピークをもった後に減少する（図 3(b)）。これに対し, SV(f)のコーナー周波数 fc の逆数で与えられるバンドル運動の特徴的時間（1/fc）は電流とともに単調に増加する（図 3(c)）。バンド
ルの平均自由行程は試料幅(〜1 mm)の 0.1-１%程度である。この現象が見られるのは QVL 相だけであることから, この運動には量子ゆらぎが重要な役割を演じていることが想像される。
渦糸バンドルの起源は, QVL 相内に存在2する, 小さく, ソフトな渦糸固体片と考え(a)

A

ゆる 渦糸スラッシュ(VS) 状態が実現さ

200

1

100

0

0

れているという見方もできる。しかし,
QVL 相と VS 相とではその物理的起源に直接関連性はないので, QVL 相と VS 相が一(b)n

致しているとみなすべき強い理論的根拠はない。

V / I (Ω)

られる。すると, 我々の QVL 相では, いわ

T=80 mK B=8.53 T

5000

もうひとつの可能性は, 以下のようなも

04
10 (c)のである。VS 領域は（QVL 領域より）高どのバンドルは強くピン止めされていて,電圧ノイズには寄与しない。ところが, 温度が低下し QVL 相に入ると量子トンネル
効果が顕著になり, 一定電流下でランダム
な pinning-depinning が起こり, ノイズ（電fc (Hz)

温まで広がっているが, そこでは, ほとん

10

2

10

0

fw
10

–7

10

–6

10

–5

10

–4

I (A)

圧ゆらぎ）として観測される。この場合,

図 3 QVL 相における (a) フロー抵抗（●）, フ

QVL 相では巨視的数の渦糸バンドルのト

ロー電圧のゆらぎの分布 P の非対称度 A (skewness)

ンネル（Macroscopic Quantum Tunneling）
が起こっていることになる[10]。

（○）, (b) バンドルサイズ n, および, (c) バンドル
運動の特徴的周波数 fc の電流依存性. （fw は, 計算より求めた, バンドルが試料を横切る時間の逆数）ここで述べたテーマは, 2 次元磁場誘起超伝導絶縁体転移（2D FSIT, または VG 転移）の問題とも密接に関連する。 2 次元系は強い量子ゆらぎの効果のため, VG 転移は T=0 でのみ起こる量子相転移であり(このため静的相図ですら実験的にまだ未解明), 絶縁体相に位置す
る渦糸液体相は超流動 QVL 相であるという予言もある。最近では vortex metal [11]という新しい 2D 渦糸金属相の存在も提案されているが, これらはまだ実証されていない。その理由のひとつは, 従来の研究が通常の電気抵抗測定(静的な平均値測定)に基づく電子状態解明のみに向けられ, 動的測定に基づく渦糸状態の視点からの研究が行われてこなかったためである。
我々は電圧ゆらぎδV(t) と SV (f)測定を通し, 2 次元でも 3 次元の場合とほぼ同じ極低温域
で, 3 次元と類似の異常な渦糸ダイナミクスが存在することを示した（図 1(b)の THIN FILM）。
この実験結果は, 量子ゆらぎが効く極低温域の渦糸ダイナミクスが, 次元性によらない普遍的なメカニズムに支配されていることを示している[9]。

[1] G. Blatter et al., Phys. Rev. B 50, (1994) 13013.
[2] H. Ishida and R. Ikeda, J. Phys. Soc. Jpn. 71 (2002) 254.
[3] T. Sasaki et al., Phys. Rev. B 57 (1998) 10889.
[4] T. Shibauchi et al., Phys. Rev. B 67 (2003) 064514.
[5] S. Okuma, Y. Imamoto, and M. Morita, Phys. Rev. Lett. 86 (2001) 3136.
[6] S. Okuma, M. Morita, and Y. Imamoto, Phys. Rev. B 66 (2002) 104506.
[7] S. Okuma, S. Togo, and M. Morita, Phys. Rev. Lett. 91 (2003) 067001.
[8] S. Okuma, F. Saito, and M. Morita, J. Low Temp. Phys. 131 (2003) 1019.
[9] S. Okuma, M. Kobayashi, and M. Kamada, Phys. Rev. Lett. 94, (2005) 47003.
[10] S. Okuma, M. Kohara, and K. Kainuma, Phys. Rev. B 74, (2006), in press.
[11] V. M. Galitski et al., Phys. Rev. Lett. 95, (2005) 077002; M. Oshikawa, private communications.

2.

a-MgxB1-x 膜の極低温渦糸状態と渦糸ダイナミクス
我々のグループではこれまでに, 超伝導を示す厚い（膜厚 50-290 nm）アモルファス(a-)

MgxB1-x 膜の作製に成功し, 比較的高温域の超伝導特性と渦糸状態を調べてきた[1]。この系は,MgB2 結晶の比較対照物質としての基礎的位置付けをもつだけでなく, 成膜が容易であることから応用面からも興味がもたれる。超伝導転移温度 Tc は, Mg 濃度 x と共に滑らかに増加し,
x=1/3 付近でピークをもつ。現在のところ, 転移温度 Tc の最大値は 10 K を少し超える程度であるが, 従来のアモルファス系の Tc よりは十分高く, また成膜時の真空度の向上により Tc が上昇する傾向が見られることから, 高 Tc 化の余地はまだ残っている。低温での上部臨界磁場
Bc2 は最大で 10 T を超え, Tc の割には MgB2 結晶に匹敵するほど高い。この a-MgxB1-x 膜では,

a-MoxSi1-x 膜と同様に渦糸グラス(VG)転移が起こり, 定性的には a-MoxSi1-x 膜とよく似た相図が得られる[2]。定量的には, 渦糸液体相の広さは a-MoxSi1-x 膜と比べてかなり大きくなることがわかってきた。しかし, この系ではまだ, 極低温・高磁場域の渦糸相図は得られていな
い。

一方前項で述べたとおり, 我々はこの研究とは独立に, 厚い a-MoxSi1-x 膜において, 絶対零度(T=0)近傍･高磁場域に量子渦糸液体(QVL)相が存在し, そこでは量子ゆらぎに起因すると思われる異常な渦糸フローが現れることを見出してきた[3]。
本研究では厚い(100 nm) a-MgxB1-x 膜の平衡状態における渦糸状態・相図の全容をまず明らかにした後, a-MoxSi1-x 膜の極低温液体相で見出された異常な渦糸フローが, a-MgxB1-x 膜系でも同様に観測されるかどうかを調べる。これにより, 極低温液体相における渦糸ダイナミク
スが, 物質および Tc によらない普遍的メカニズムに支配されている可能性を探る。
試料は a-MoxSi1-x 膜と同様に, 超高真空下での Mg と B の同時蒸着によって室温基板上に成膜した。本研究で用いた試料のゼロ磁場における超伝導のオンセット温度は Tc0=6.63 K である。通常の電気抵抗 R と電流-電圧特性に加え, 渦糸フロー電圧の時間変化 V(t)の測定を行った。ここではとくに, 平均電圧のまわりの時間ゆらぎδV(t)とその分布 P(δV)に着目する。

100 nm a–Mgx B1–x

10

QUANTUM
VORTEXLIQUID6

100 nm a– Mgx B1–x

2

6.0 T

TQ

5.0 T

Bc2 (T )4

THERMALVORTEXLIQUID

R (Ω)

B (T)

4.66 T
4.25 T

1

10

4.0 T

2

VORTEX B (T )GLASS g002

0 T 2.0
4

6

0

T (K)
図 4

3.95 T
2.5 3.0 3.5 3.75 T

1–1

1 / T (K )（左）a-MgxB1-x 膜の磁場-温度渦糸相図. 液体相の中の◇はδV(t)の測定を実施した

点を, ◆は, 抵抗測定 R から求めた QVL 相がはじまる特徴的温度 TQ を表す. （右）磁場中（主に液体相中）の電気抵抗のアレニウスプロット. ◆は変曲点.

電気抵抗 R から求めた温度-磁場面内での渦糸相図を図 4（左）に示す。ここで, 各温度 Tにおける抵抗の磁場依存性 R(B)のグラフ上で, 常伝導抵抗値 Rn の 95%となる磁場を Bc2(T)と定義した。また, 以前に行った a-MgxB1-x 膜に対する複素交流インピーダンスと R の同時測定の結果[3]を用い, VG 転移磁場 Bg(T)は, R(B)が測定限界に近づく, Rn の 0.1%となる磁場として定義した。

図 4（右）は磁場中（渦糸液体相）の抵抗のアレニウスプロットである。a-MoxSi1-x 膜の場
合と同様に, 高磁場中で温度を下げると, ある温度 TQ (図 4(右)の◆)で, T=0 における金属相の存在を示唆する上凸から下凸への R(T)の曲率の変化が見られた。この温度 TQ (=1.4 K)は,
熱的液体相から QVL 相へのクロスオーバー温度と解釈される（図 4（左）の◆）[4]。この
a-MgxB1-x 膜と同程度の常伝導抵抗率ρn をもち, Tc0(=1.13 K)は約 1/6 となる a-MoxSi1-x 膜試料と比較すると, Bc2(0)と Tc0 で規格化した磁場及び温度軸上での QVL 相の相対的広さは, それ
ぞれ約 3 倍, 約 2.5 倍に広がる。このことから a-MgxB1-x 膜の液体相は, 高温域だけでなく極低温域まで広いことがわかった。
つぎに, a-MoxSi1-x 膜のときと同様に, 渦糸液体相中でほぼ等しいフロー抵抗を与える（T,B）に沿ってδV(t)の測定を行った（図 4（左）の◇）。その結果, a-MoxSi1-x 膜で見られたよ
うな,δV(t)の分布 P(δV)が非対称性を示す異常な渦糸フローを低温域で観測した。
図 5 下図は, P(δV)の非対称性の度合いを表す skewness (Ap)の温度依存性を示す。
P(δV)が非対称になると, skewness はゼロ

6QVL

もつが, ここでは最大値 Ap をプロットした。渦糸のダイナミクスに異常が現れる（Ap>0 となる）温度 Tq =1.6 K は, a-MoxSi1-x

B(T)でない値をとる。skewness は電流依存性を

TVL

4
2

膜の場合の温度 Tq = 0.1-0.2 K より 1 桁程度

VG

高い。注目されるのは, a-MgxB1-x 膜の場合

01.5も, QVL 相が始まる温度 TQ(=1.4 K)と Tq はほぼ近い値をとることである。

MoxSi1-x
100 nm以上の事実は, 極低温液体（QVL）相に配されている可能性を示している。

MgxB1-x
100 nmAP

よび Tc によらない普遍的メカニズムに支(Tc0=1.13 K)

1おける異常な渦糸ダイナミクスが, 物質お(Tc0=6.63 K)

0.5

図 5（上） a-MgxB1-x 膜（Tc0=6.63 K）の低温・高磁場域の温度・磁場相図. 比較のため a-MoxSi1-x 膜（Tc0=1.13 K）の相図も00示す(左下部). （下）それぞれの試料にお

1

T(K)

ける, 電圧ゆらぎの分布 P(δV)の非対称性 Ap の温度依存性.
[1] S.Okuma, S.Togo, and K.Amemori, Phys. Rev. B 67 (2003) 172508.
[2] S.Okuma, S.Togo, and K.Amemori, Int. J. Mod. Phys. B 17 (2003) 36800.
[3] S.Okuma, M. Kobayashi, and M.Kamada, Phys. Rev. Lett. 94 (2005) 047003.

2

3. コルビノ形状超薄膜における磁場誘起 2 次元超伝導絶縁体転移
第 1 項でも触れたように, 2 次元超伝導絶縁体転移（SIT）の研究分野では, T = 0 における広範な磁場中金属相（金属的 QVL 相）の存在が外国の複数のグループによって報告され[1,2],
これを説明する[3]（あるいはこれに否定的な[4]）新しい理論が提唱されるなど, 理論家を巻き込んだ大きな議論になっている。もしこの現象が事実だとすると, 2 次元 SIT の枠組を壊すことになるため, この問題は重大である。我々はこれまでに磁場及び乱れ誘起 2 次元 SIT（もし T = 0 の QVL 相が存在するならば絶縁体相となること）を支持する実験事実を報告し, 実験の立場からこの問題を明らかにする必要があることを指摘してきた[5,6]。
一方, NbSe2 などのピン止め効果の弱いクリーンな単結晶試料では, エッジ付近に存在する強いピン止め効果等により, 通常の輸送現象測定では試料内部の本質的な（平衡状態における）渦糸状態を観測することはできないという報告がされている（エッジ汚染効果）[7]。
3 次元で VG 転移を示すような我々の乱れたアモルファス系では, エッジ効果は効かないとも考えられるが, 2 次元系では相対的にエッジのピン止め効果が強まる。また本研究が問題とする T = 0・高磁場下でエッジ効果を調べた実験はこれまでない。万一エッジのピン止め効果
により, 本来金属的な QVL 相になっているものが見かけ上超伝導体的に見えているとすると, これまでの SIT の主張を見直さなければならない。
そこで本研究では, 渦糸系を試料中心の周りに回転させることにより, エッジ効果を無視することができるコルビノディスク（CD）法を用いて, T=0 近傍における磁場誘起 SIT の実験を行った。試料は膜厚 6 nm の 2 次元薄膜で, 同一基板上に CD とストリップ的形状の電極をもつ（図 6(a)下の模式図）[8]。

Corbino-disk

Strip

(a)

(b)

(K)
TT (K)

T (K)
10

2

1

0.5

0.1

10

4.0 T
4.3 T

10

4.8

5

10

5.2 T
5.0 T

4.5

–2

0

R (Ω)

5.4 T

R (Ω)

R (Ω)

5.6 T
0

10

1 / T (K

–1

)

15

7.0 TT
9.0

14 T

9.0 T

13 T

10

2

0.1 0.1

1 0.5
0.5

1

10

5.6 T 6 T
5.6 T

2

5.45.4
T T
5.2 T

0

0

T
104.0
4.3 T

5.2 T

4.5 T
4.8 T3 T

10

4.0 T

5.0

5.0 T

4.8 T

–2

0

0

5

5

10 10–1–1 15 15

11/ / TT (K(K ) )

図 6 2 次元渦糸液体相における（磁場中）抵抗の温度依存性のアレニウスプロット.

(a)は CD 電極形状, (b)は通常のストリップ(矩形)形状試料の結果.

左図は CD 電極形状試料の電流分布（直線矢印）と渦糸の回転方向（曲線矢印）を表す.

Strip-like geometry

T (K)
1 0.5

2

10

0.1
9.0 T

R (Ω)

5.6 T
5.4 T

0

10

5.2 T

4.0 T
4.3 T
4.5 T
4.8 T

10

5.0

抵抗の温度依存性のアレニウスプロット.
ストリップ的形状電極を用いた結果 . 上–20

図 7 2 次元渦糸液体相における（磁場中）5

10 –1 15

1 / T (K )図は電流分布（左右方向）と渦糸の運動方向（上下方向）を表す.

SIT の臨界磁場以下の一定磁場中で, 電気抵抗の温度依存性を測定したところ, 両電極
形状（図 6(a), 図 7）で共に最低温度まで, 通常のストリップ試料で見られた（図 6(b)）2 次
元 SIT に特有なアレニウス型の温度依存性にほぼ乗ることがわかった。このことから, 我々のアモルファス系ではエッジの効果は効かないこと, すなわち, これまでのストリップ試料に基づく磁場誘起 2 次元 SIT の主張[5,6]は正しかったことが確認できた。さらに詳しく見ると, 図 7 の電極形状（図 7 右の模式図）では, 磁場中（液体相）での抵抗の温度依存性は, 活
性化型（直線）より早く減少することがわかった(図 7)。これはエッジほど電流密度（ローレンツ力）が小さいことによる, 見かけ上のエッジ効果が働いているためと解釈できる[8]。
さらに, 試料エッジが渦糸ダイナミクスに与える影響についても調べた。液体相において,
渦糸フローに伴って発生するフロー電圧の時間ゆらぎ測定を行った結果, ストリップ試料で得られたものとほぼ同様な異常な渦糸フローが極低温液体相でのみ観測された。このことは,「(通常のストリップ試料の)3 次元・2 次元系の極低温液体相で共通に観測された異常な渦糸フロー」[9]が, エッジピン止めによらない試料固有の性質を反映していることを示している。

[1] N. Mason and A. Kapitulnik, Phys. Rev. B 64 (2001) 060504.
[2] J. A. Chervenak and J. M. Valles, Jr., Phys. Rev. B 61 (2000) R9245.
[3] P. Phillips and D. Dalidovich, Phil. Mag. 81 (2001) 847; V. M. Galitski et al., Phys. Rev. Lett. 95,(2005) 077002[4] H. Ishida and R. Ikeda, J. Phys. Soc. Jpn. 71 (2002) 254.
[5] S. Okuma, S. Shinozaki, and M. Morita, Phys. Rev. B 63 (2001) 054523.
[6] 大熊 哲, 森田真規子, 固体物理 37 (2002) 453.
[7] Y. Paltiel, et al., Nature 403 (2000) 398; Phys. Rev. Lett. 85 (2000) 3712.
[8] S. Okuma, T. Kishimoto, and K. Kainuma, Physica C (2006), in press.
[9] S. Okuma, M. Kobayashi, and M. Kamada, Phys. Rev. Lett. 94 (2005) 047003.

4.

回転させた VG 系のプラスチックフロー
固体のプラスチックフローとは, ミクロの立場からは固体の運動に伴い隣接原子の配置が変わる運動を, マクロには歪み力場内での固体の経時変形に対応し, 大陸プレートの運動, 地滑り(地震), 雪崩現象等, 広く自然界で観測される現象である[1]。基礎・実用双方の観点から重要なテーマであるが, 弾性論の理論的手法が適用できないことと, 実験研究のための適切な系がこれまで見つからなかったことから, その物理の解明は遅れている。ＣＤ中の渦糸固体では, (i)電流によって駆動力(ローレンツ力) F の大きさと空間的歪み(F は渦
糸の回転半径 r に反比例)を, (ii)磁束密度によって固体の弾性定数を変化でき, さらに(iii)ピ
ン止め中心の導入により摩擦力を変えられることから, この系は「一定の歪み力と摩擦力[2]を受けて運動する固体の, 駆動力増大に伴う動的変化を（固体の硬さをパラメタとして）系統的に研究できる」恐らく唯一の実験系と考えられる。
これまでコルビノディスク(CD)形状の電極を持つ厚い(100 nm)アモルファス MoxSi1-x 超伝導膜を用いて, 半径方向に歪みをかけながら回転運動させた渦糸グラス(VG)系のダイナ
ミクスを調べてきた。その結果, (従来の予想に反し)駆動力（電流）の増大と共にプラスチ
ックフローから液体的フロー状態への変化を示す電圧及び電圧ノイズの上昇を観測した[3,4]。最近これを支持するシミュレーションが報告されている[5]。速度増大に伴って起こ
る

動的相転移

との関連など, 駆動された渦糸固体の動的相図の完成とともに興味ある基本的問題である。
本研究では, CD 形状の試料において同一半径方向に並んだ２つの電圧端子(内側：V12, 外
側：V23)により VG 系のダイナミクスの空間依存性を調べ, そのメカニズムを解明することを目指した[6]。測定方法は主として, 電流電圧特性測定と電圧ノイズ測定である。図 8 はVG 相の２つの磁場において, ２つの端子で発生した電圧値の比 V12/V23 の電流依存性を示したものである。V12/V23 は電流を増やすに従って減少し, 点線で示した値に漸近する傾向がみられる。この一定値は, 渦糸が液体的に振舞う場合に計算から求められる値である。この結果は次のように説明できる。CD 形状では渦糸に働く駆動力は半径に反比例するため, 外側の渦糸の速度は内側に比べ遅くなり, その分ピン止め力の影響を受けやすくなる。したがって V12/V23 は低電流で大きな値をとる。ピン止めの影響は渦糸の速度が速くなるに従い小さくなるので, 電流が増加するにつれて内側外側共に液体的な振る舞いに近づいていく。
また一定電流印加のもと電圧ノイズ測定を行ったところ, VG 相において 1/f 型の電圧ノイズスペクトラムが観測された。図 9 は２つの電圧端子における電圧ノイズのクロススペクト
ラムからコヒーレンス関数を求めた結果である。コヒーレンス関数は２点における渦糸の速度相関が大きいほど 1 に近づくような関数である。VG 相の B = 1 T において, コヒーレンス
関数は電流の増加に伴い増加しピークをとった。これは駆動力を増していくと, ある電流域で, 駆動された渦糸同士の速度相関が大きくなることを示している。ここでは, 回転しているプラスチックフロー中に渦糸の塊も存在し, 電圧端子間を通過しているのかもしれない。

–C

–2

10

–2

V (V)

2

10

1

10

1T

+C

123

+V–V

–4

10

0.1 T

Vout

–S

–C

–C

V(V)

V12/V23

10+S

4

2.16 K
1.0 T

6

dlogV/dlogI

3

–6

10

2
4

2

0

10

0

Vout

0.02

T=2.16 K
0

I(A)

–8

0.1

10

I (A)

0.5

Vin

h

10
–4 V12
10
–6
V23
10
–8
10
–10
10
–2
–1
10
10

1

Vin

–C

–2

10

10

–1

0.1

0

I(A)

図 8. VG 相(1 T)における V12/V23 の電流依存性. 挿入
図は,２つの電圧端子における I-V 特性

図9 VG相(1 T)におけるI-V特性とf = 3 Hzでのコヒーレンス関数 h の電流依存性.

[1] G. W. Crabtree, Nature Mat. 2, (2003) 435. [2] A. Maeda et al., Phys. Rev. Lett., 94 (2005) 077001.
[3] M. Kamada and S. Okuma, J. Phys. Soc. Jpn. 73 (2004) 526. [4] 鎌田幹雄, 博士論文（東京工業大学, 2004）[5] M. C. Miguel and S. Zapperi, Nature Mat. 2 (2003) 477.; Y. Enomoto, private communications.
[6] S. Okuma, S. Morishima, and Y. Watanabe, Physica C (2006), in press.

5.

マイスナー相, 一定電流下で観測される異常な自発的電圧振動
マイスナー相では線形抵抗はゼロであるが, 大きな電流を印加すると非線形な電流-電圧(I-V)特性が現れる[1]。この領域で, CD に一定の直流（放射状）電流を印加したところ, 渦糸の回転周期(〜0.1 ms)よりもはるかに長周期(〜10 s)の異常な電圧振動が観測された[2]。これは多数の渦糸の集団としての（対生成/消滅に伴う）数ゆらぎ[3]を捉えた初の観測例である。
最近, この現象を説明する理論的試みが行われている[4]。さらに注目すべき点は, 電圧波形
が常伝導状態の電圧値 Vn を一時的に超える瞬間があることである[2]。これは通常の静的な超伝導状態では見ることができない新しい現象である。（紙面の都合上, 詳細は省略）[1] S. Okuma and M. Kamda, J. Phys. Soc. Jpn. 73 (2004) 2807.
[2] S. Okuma et al., Physica C 426 (2005) 158, ibid., 412 (2004) 535.
[3] S. Okuma and M. Kamada, Phys. Rev. B 70, (2004) 014509.
[4] M. Hayashi and H. Ebisawa, Phys. Chem. Solid. 66 (2005) 1380; X. Hu, private communications.

謝辞
本稿で紹介した研究の一部は, 科研費基盤研究(B)（15-16 年度
よび萌芽研究（16-17 年度

代表：大熊

代表：大熊 哲）, お哲）からの援助によって行われました。