.

は じめに透過型電子顕微鏡(TEM )は極めて高い空間分解能を持つ直接観察法で，様々な物質・材料研究に使われている．特に，試料の形状やサイズ，結晶学的および組成的情報が同一視野から原子分解能で得られることが最大の利点である．近
年，TEM の性能が飛躍的に改善され，加速電圧 300 keV ク
ラスの電子顕微鏡でも収差補正機能により，0.05 nm の分解能に到達し，原子スケールでの結晶学的・化学的情報が得られるようになった(1)．TEM はまた，材料の持つ物性や機能を調べるためにも利用されている．外村彰氏が先導した「原図1

磁化ヒステリシス曲線と磁化構造の模式図．

子分解能・ホログラフィ電子顕微鏡の開発とその応用」プロ
ジェクトは記憶に新しいのではないだろうか．電子線ホログ

究において不可欠な磁気特性を知ることができる．それでは

ラフィは電子波の位相変化を記録・復元できる数少ない手法

この曲線の変化は何を意味するのだろうか

であり，位相変化は電子線が薄膜試料を通過するときに磁場た点 a, b, c, d において，局所的な磁化の大きさは変わらなや静電ポテンシャルによって引き起こされる．つまり，このい．磁性体内部に異なる向きを持つ磁気ドメイン(磁区)を発

図 1 に示し性質を利用することにより，物質内外のナノスケール電磁場達させることで，見かけ上総磁化は変化し，点 c においてはを定量的に視覚化できるということである．本解説では，磁ゼロになる．そして磁気構造は，磁性体の磁気特性だけな性研究における電子線ホログラフィの有用性を最近の研究結く，結晶構造や化学組成，結晶粒のサイズや形状，微細組織果と共に紹介する．などに強く依存する．

.

布，外部磁場に対する磁気構造の変遷などが視覚化され，直そこで顕微鏡法の導入により，磁気ドメインのサイズや分なぜ電子線ホログラフィが磁性研究に有効か

接観察によって調べることができる．近年の超高密度不揮発
通 常 ， 磁 気 測 定 は SQUID 磁 力 計 や 振 動 試 料 型 磁 力 計性メモリの開発などにより，磁気素子が微細化し，ナノスケ( VSM )などのバルク測定法で行われる．これらの測定ではールでの磁性評価が急務となっている．例えば，配列した磁外部磁場(H)を変化させながら試料の磁気応答を調べ，図

気素子の磁化反転磁場の測定や隣接する素子間でのばらつきに示したような磁気ヒステリシス曲線を得る．この曲線かや磁気相互作用など，実際デバイスを開発する上で不可欠なら，飽和磁束密度，残留磁束密度，保磁力などの磁性材料研情報である(2)．TEM 法の一つである電子線ホログラフィは

デンマーク工科大学電子顕微鏡センター 主任研究員(Center for Electron Nanoscopy, Technical University of Denmark, DK2800 Kongens Lyngby, Denmark)Direct Observation of Nanoscale Magnetism by Offaxis Electron Holography; Takeshi Kasama
Keywords: offaxis electron holography, transmission electron microscopy, magnetism, magnetite, antiphase domain boundary, Verwey transition, ferrimagnetic domain wall, ferroelastic domain wall
2016年 2 月 3 日受理[doi:10.2320/materia.55.329]

ま て り あ 第55巻 第 7 号(2016)
Materia Japan高い空間分解能と定量性を兼ね備えた磁気測定法であり，電と表現できる．以上のことから，試料が単相で均一な厚さで子源を使用しているため磁気構造を改変することなく観察でない限り，磁気構造を知るには平均内部ポテンシャルの寄与きることが特徴である．

を位相像から取り除く必要がある．図に，平均内部ポテン
シ ャ ル に よ る 位 相 へ の 寄 与 ( qMIP ) ， 磁 化 に よ る 寄 与.


電子線ホログラフィの基礎(qMag)，両者による寄与(qMIP＋qMag)が示されている．
図 2(d )において，磁化の寄与によって位相縞の中心がわず電子波の位相変化

かに右にずれているが，平均内部ポテンシャルの位相への影

電子線ホログラフィは電子波の位相変化を直接記録するこ響が極めて大きいため(図 2(b))，図 2(c)の磁化分布とは全とができる電子顕微鏡法である．この位相変化は電磁場に敏く異なっている．この影響は粒子径が小さくなるほど顕著に感であり，位相変化を調べることによって磁性体内外の磁場なる．つまり正しい磁気構造を導くには，この平均内部ポテや電場を定量的に高い空間分解能(～ 5 nm )で調べることがンシャルの寄与を実験で得た位相像からいかに正確に取り除できる．そこで，動力学的回折効果を無視できる条件(薄いくかが鍵となる．これについてはいくつかの方法が提案され試料で，弱い回折条件)では，磁性体を通過した電子波の位ているが，大きく 2 つに分けることができる(3) ．( i)磁気的相変化は，に反転させた二つの位相像の差から求める方法(2)(4)(5)と(ii)＋∞

fq(x, y)＝CE＋∞V(x, y, z)dz－－∞feAz(x, y, z)dz
 －∞(1)

試料厚さ分布から平均内部ポテンシャルによる位相像，qMIP を合成し，それと実験で得られた位相像の差を求める

で表され， V は静電ポテンシャル， A は電子線方向の磁気方法(6)である．ここでは著者らが最もよく使う「その場磁化ベクトルポテンシャル成分， CE は加速電圧に依存する定数反転法」を紹介する．

である(300 keV では 6.53×106 rad/m/V)．第一項は静電ポテンシャル，第二項は磁化による位相変化を示し，実際の観

顕微鏡鏡筒内でのその場磁化反転法

察で得られる位相像は両者の寄与があることを表している．

この方法は，電子顕微鏡の対物電磁レンズを利用して，二ここで，電子線照射による電荷や外部電場の局在がないとす

つの異なる方向から磁場を印加することにより，磁化が反転ると，静電ポテンシャルは物質の内部ポテンシャルと見なすした磁気構造を意図的に作るものである(図)．具体的にことができ，その内部ポテンシャルが電子線方向に変化しなは，試料を傾斜させ(例えば＋30°)，対物レンズ励起によっいと仮定すると，て生じる最大約 2.2 T(＝1.8×103 kA/m)(加速電圧 300 keV

qMIP(x, y)＝CEV0 t(x, y)(2)と表せる． V0 は平均内部ポテンシャル， t は試料厚さである．また，磁性体の外側に磁場がなく，磁束密度成分 Bx, Byが電子線方向に変化しないと仮定すると，:qMag(x, y)＝－

図2




e
[－By(x, y), Bx(x, y)]・t(x, y)
(3)加速電圧 300 keV での(a)マグネタイト球状粒子(B＝0.6 T, V0＝17 V)の位相変化シミュレーショ
ン．(b)平均内部ポテンシャルによる位相変化．
( c )磁化による位相変化．( d )平均内部ポテンシ
ャルと磁化による位相変化．位相増幅24倍．

図3

その場磁化反転法．位相像はコバルト柱状粒子(20×20×100 nm, B＝1.8 T, V0＝17.8 V)，加速電圧 300 keV で計算された． qMIP は平均内部ポテンシャル，qMag は磁化による位相変化．

解説時)の磁場で試料を磁化させ，そして磁場を取り除き，0°傾たものであることである．しかし，二重バイプリズムの開発斜に戻す．このとき，試料は強磁場下からの緩和による残留により，干渉縞，干渉領域，干渉縞コントラストを独立した磁化状態にあり，この状態でホログラムを獲得する．次に，パラメータとして扱うことができるようになり， 5 10 mm

試料を反対方向に傾斜させ(－30°)，同磁場を印加・緩和し，以上の領域からでもホログラムを得られるようになった(7)．

傾斜に戻す．このときも試料は残留磁化状態にあるのだ
0°

また，谷垣ら(8) は試料上部にバイプリズムを導入することが，反対方向に磁化している(もしくは磁化していると仮定

で，電子線が試料へ入射する前に二つに分離し，物体波と参する)．そして同視野からホログラムを獲得する．得られた照波 を最大で 10 mm 程度離 すことに成 功した．これに よ

二つのホログラムを再生すると，図 3 に示したような位相り，試料形状の影響を受けやすい試料エッジの磁気構造では像が得られる．平均内部ポテンシャルによる位相への寄与なく，バルクに近い材料内部の物性を知ることができるよう(qMIP)は両位相像において不変であるが，磁化による寄与になる．これら二つの成果は電子線ホログラフィの材料科学(qMag)は正反対の符号を持つ．そして，これらの位相像の についてはへの適用を飛躍的に高めることになるだろう．

差をとることで磁化成分のみを抽出することができる．この連続傾斜像を用いた三次元再構築法である電子線トモグラフ

方法は最も簡便だが，二つのホログラム間で磁化が反転してィと組み合わせ，三次元磁化分布の視覚化に関する研究が活いるという仮定に基づいている．例えば磁気渦構造を形成す発に行われている(9)(10)．

る球状磁性体や環状構造物ではこの方法は好まれない．そのような試料に対しては物理的に試料を反転することで平均内部ポテンシャルの影響を取り除いている(4)(5)．


電子顕微鏡の構成

二つの分解能と磁化シグナルの検出

電子線ホログラフィは，空間分解能と位相分解能(または位相検出能)の二つの分解能によって定義される．空間分解能は干渉縞の間隔で決定され，干渉縞間隔の約 3 倍がおお

磁性材料の電子線ホログラフィを行うためには，高い干渉よその空間分解能と考えてよい．磁性材料には，23 nm の性をもつ電子線(電界放出銃)，ローレンツレンズ，電子線を干渉縞が通常使われるので，空間分解能はおおよそ 5 10干渉させるための電子線バイプリズムが必要である(図)．

nm になる．位相分解能は記録媒体の性能の他に，干渉縞コバイプリズムは金および白金で蒸着された，直径約 1 mm のントラストと電子計数によって決まり，dq＝ 2 /(m N )でガラス細線で，通常制限視野絞りの一つに置かれ，正に帯電定義される(11) ． N は 1 ピクセルあたりの電子計数， m は干されている．試料を通過した電子線と真空中を通過してきた渉縞コントラストを示す．Cooper et al.(11)はホログラム記録

電子線が，帯電しているバイプリズムによって引き寄せられ時間による位相分解能への影響を調べ，1 分間以上の長時間て，その直下で重なり，スクリーン上に干渉縞として現れ撮影時の干渉縞コントラストは短時間で記録されたものよりる．この干渉像がホログラムであり，これから位相情報を復も若干低いが電子計数が大幅に増加するため，結果として 1 視野は 1元することができる．この手法の短所は，
2 mm

mrad の極めて高い位相分解能を得ている．

 参照波は真空中を通過する必要があるた
以下であること，

実際の試料からの磁化シグナルの検出は位相分解能に加め，観察対象は試料エッジ(図 7 や 8 参照)やナノ粒子の場

え，試料の形状，サイズ，試料厚さ，磁化の大きさ・向きな合はマイクログリッド等のエッジに十分近い領域であること，ど多くの因子によって決まる．例えば，十分に長い円柱状磁 TEM の性質上，磁気構造は電子線方向に沿って投影され性体と球状磁性体を考え，0.03(2p/200)rad の典型的な位相分解能を持つと想定する．それらから磁化シグナルを検出するためには，円柱状コバルトの場合は直径 3.7 nm ，マグネタイトの場合は直径 6.5 nm が最低必要になる．実際，直径4 nm のコバルトナノワイヤーから磁化シグナルの検出に成功している(12)．球状コバルトになると直径 4.6 nm，マグネタイトだと直径 8.0 nm となるが，球状磁性体は必ずしも磁化方向が面内方向にないことと空間分解能に近いことから格段に難しくなる．電子線ホログラフィに関する詳細な理論や位相再生法などを含む実践的手順については，
Tonomura(13), DuninBorkowski et al.(3), Kasama et al.(14)を参照されたい．

.

マグネタイトへの電子線ホログラフィの適用

マグネタイト(Fe3O4)は最も古くから人類で利用されている「磁石」であり，現在観測される岩石磁気を担う主要鉱物
図4

電子線ホログラフィの構成．

ま て り あ 第55巻 第 7 号(2016)
Materia Japanである．また，地球磁場を感知するために体内に「コンパス」



を持っている走磁性バクテリアをはじめ，魚類，鳥類，人間外方向の磁化成分の関数となる．図 5(b)と(c)は－40.8 kA/を含むほ乳類にもマグネタイトはしばしば見られる(15) ．そm の磁場印加後の残留磁気図および面外磁化成分図であして，その興味深い磁気的・電気特性および生体親和性かる．面外成分図において，低温度色ほど磁化が面外(薄膜表ら，工学から医学の幅広い分野で研究されている．ここで面に対して垂直方向)に配向している．通常磁性薄膜の磁化は，マグネタイトに対して電子線ホログラフィを適用した研はほぼ面内にあるため面外磁化成分図は一様なコントラスト究例を紹介する．

を示す．それとは対照的に，本薄膜は極めて稀な短周期のコ

反位相境界を含むマグネタイト薄膜

MgO や Al2O3 基盤上に成長させたマグネタイト薄膜は，バルクのマグネタイトと異なる磁気的性質を示すことが知られている(16)．注目すべき特性は，通常の磁性薄膜では形状ントラスト変化を示している．強い面外成分を持つ部分は反位相境界の分布とほぼ一致しており，反位相境界を介して反強磁性的カップリングが存在していることを示唆している．


Verwey 転移におけるマグネタイト磁気構造異方性から磁化は面内に配向する傾向があるが，本薄膜は大マグネタイトが約 120 K で一次相転移をすることが 1930

きい面外磁化成分を持つことである．そして，これらの薄膜

年代に Verwey(18) によって発見されて以来，多くの研究がは結晶学的欠陥である反位相境界を持ち，これが面外磁化のなされている(19) ．その一つの理由は， Verwey 転移によっ出現に関与していると考えられている．そこで，反位相境界て磁気・電気的特性が著しく変化することにある．転移温度と磁気微細構造の関連を電子線ホログラフィによって調べ

以下では，立方晶のマグネタイトは[111]方向に変形するこた(17)．とで単斜晶系になり，結晶磁気異方性は一桁以上増加し，磁図は分子線エピタキシー法によって MgO 基板上に成長化容易軸は立方晶[111]から単斜晶系[001]に変化する(20)．

させたマグネタイト(100)薄膜の暗視野像と電子線ホログラ

そこで，Verwey 転移によって発現するナノスケール磁化特フィによって同視野から測定された残留磁気図を示してい性を電子線ホログラフィによって調べた．特に多磁区構造をる．暗視野像において反位相境界は帯状の暗いコントラスト持つマグネタイトにおいて，特異な磁気特性は単斜晶系化すとして現れている(図 5(a ))．実験はおおむね上述したそのることで生じる強弾性ドメイン壁が関係していると推測され

場磁化反転法に従うのだが，磁場に対する磁気構造の応答をていたため(21) ，強弾性ドメイン壁とフェリ磁性ドメイン壁調べるために以下の方法で行った．試料を＋30°(－30°)に傾の相互作用に注目した．実験には液体窒素冷却 TEM 試料ホ斜させ，一方向に磁気的に飽和させた後，印加磁場を 0 kA/ルダーが使われた．

(＋ 30 °)に傾m にした．次に，試料を反対方向である－ 30 °斜させ，任意の磁場(図 5f の場合＋ 15.3 kA / m )を印加後，

単磁区構造傾斜に戻して，残留磁化状態でホログラムを磁場を切り，0°

図( a )に走磁性バクテリアから分離された，わずかに記録した．異なる残留磁化状態で合計 18 枚のホログラムを[111]方向に伸長した直径 50 nm のマグネタイト粒子の高分獲得した．試料は単一相で厚さが均一であることから平均内解能 TEM 像を示す．本粒子は欠陥を持たない単結晶であ部ポテンシャルの影響は無視した．

り，明瞭な結晶面を保持している(図 6( b ))．図 6( c )と( d )図 5( e)(g )は外部磁場による磁化微細構造の変化を示しは室温と 90 K で獲得された残留磁気図で，典型的な単磁区ている．各図の右側に示しているように，任意の磁場は図の構造を示している．平均内部ポテンシャルの影響はその場磁下方向に印加され，図 5(e)から(g)に向かって印加磁場が大化場反転法によって取り除かれた．図 6(e)と(f)は粒子の中きくなる．図 5( e )では多少のゆらぎはあるものの，基本的央付近から得られた，磁化に対して垂直方向の位相変化プロには磁化は上向きである．＋ 15.3 kA / m の磁場印加後，上ファイルを示していて，最大値と最小値の位相差は磁化面外向き磁化の一部(中央右の青色)が時計回りに回転し右向きに成分量に関係している． de Graef et al.(22) によって導かれなり，中央左には下向き成分(黄色)が現れている(図 5た，半径 a を持つ球状磁性体からの位相変化に関する理論式(f))．各磁気ドメインの磁化方向は不規則で，残留磁化状態を用い，最小二乗法によるフィッティングによって磁束密度は全体として「磁化ゼロ」状態になっており，このときの印B を求めた．室温において，本粒子は 0.6(± 0.12) T の磁束加磁場の大きさが保磁力とほぼ一致する．さらに磁場を加え密度を持ち，これは磁化が面内にあることを明示している

ることで下向き成分が優勢になる(図 5(g))．図 5(e)(g)に(図 6(e))．そして磁化方向は立方晶[111]から面内で約20度示したような，異なる外部磁場によって磁化された試料のホずれた[121]と決定され，これはまた粒子の長軸方向に一致

ログラムから平均磁束密度を求め，プロットしたものが図 5している． 90 K では 0.46 (± 0.09 ) T であり，これは磁化が(d)の残留磁化ヒステリシス曲線である．この曲線はバルク表面から約 40 度面外に配向していることを表している．そ磁気測定で得られる磁化ヒステリシス曲線と比較され，ヒスして，図 6(d)との比較により磁化方向は立方晶〈100〉に一致

テリシス曲線に沿ってどのように内部磁気構造が発現・変し，単斜晶系マグネタイトで予期されていた磁化容易軸化・消滅していくか「見る」ことができる(2)(4)(6)(17)．

[001]と解釈できる．このように単磁区マグネタイトは，室位相は面内磁気成分により変化することから，ここで磁束密度 B を一定と仮定すると，測定された磁束密度強度は面

温では形状磁気異方性が，Verwey 転移以下では結晶磁気異方性が支配的な因子になることがわかる．

解説

図5




図6

単 磁 区 マ グ ネ タ イ ト 粒 子 ． ( a ) 高 分 解 能 TEM像．( b )電子線トモグラフィによる三次元構築像．(c) 293 K での残留磁気図．(d) 90 K での残留磁気図．矢印は磁化方向を示す．(e)，(f) 293
K と 90 K で得られた残留磁化の垂直方向への位相変化(黒点を持つ実線)と最小二乗法によって計算された近似曲線(赤実線)．

図7

多磁区マグネタイト．( a )明視野像．( b ) 293 Kでの残留磁気図．( c) 90 K での残留磁気図． GBは粒界．位相増幅 1 倍．

マグネタイト(100)薄膜．(a)220反射による暗視野像．各磁気図には220反射(水色)と131反射(赤色)暗視野像によって測定された反位相境界が描かれている．(b)，(c)，(e)(g)任意の磁場印加
後の残留磁気図．＋は下方向に，－は上方向に任意の磁場が印加された．(b)，(c)－40.8 kA/m．
(e)＋0 kA/m．(f)＋15.3 kA/m．(g)＋32.3 kA/m．(b)，(e)(g)において色は(h)に示された磁化の向きに従う．( c )( b )の面外磁化成分図．面外方向への磁化の向きは図直下のカラースケールによって表される．(d)残留磁化ヒステリシス曲線．図中のアルファベットは磁気図に一致する．

多磁区構造図は 1030 mm の粒子径を持つ合成マグネタイトの明視野像および同視野から得られた残留磁気図を示す．TEM 試料は約 30 mm の厚さに機械研磨後，Ar イオンミリングによって作成された．室温では，磁化は試料エッジに沿って比較的緩やかにその方向を変え，局所的に渦巻き状の磁気ドメイ強い一軸結晶磁気異方性に起因している(20) ．試料エッジでンを形成する(図 7 ( b ))． Verwey 転移以下では，複雑な磁は静磁気エネルギーを減少させるために，磁化はエッジに対気構造を形成し，磁気ドメインは180°磁壁によって 100500して平行になり， 90°磁壁からなるエンドドメインを形成しnm の大きさに分離される．これは単斜晶系[ 001 ]方向へのている．これは，一軸結晶磁気異方性に反する結果にも見え

ま て り あ 第55巻 第 7 号(2016)
Materia Japanるが，薄膜化された TEM 試料において特有に見られる現象かもしれない．

8(c))．

磁化方向のわずかな違いは，計算には考慮されてなかった

Verwey 転移以下に発現する磁気構造はいくつかに分類で双晶壁からの漏れ磁場の影響が考えられる．以上のように，きるが(23)(24)，ここでは最も特徴的な磁気構造，明視野像でナノスケールで発達した双晶壁による磁気ドメインの形成おは見えない，ナノスケールで発達した強弾性ドメイン壁(以よび固定はマグネタイトの特異な低温磁気特性に大きく関与下，双晶壁とする)が関与したものを紹介する．

していると考えられる．

図(b)は，転移温度以下で双晶壁からの歪みコントラストが観察されない領域(図 8( a ))から記録された残留磁気図

.

おわりにを示す．各磁気ドメインの磁化方向は双晶壁に対して約で配向している．転移温度以下で異なる外部磁場を加え45°

本解説では，電子線ホログラフィによるナノスケール磁場ても，磁壁は常に同じ場所に現れることから，磁壁は双晶壁の直接観察のための原理および実践的手法を記述し，いくつに強く固定されていることを示唆している．さらに双晶壁のかの応用例を紹介した．鏡筒内で外部磁場や温度，電圧など存在を仮定し，磁気位相像シミュレーション(25)を行った．の外的因子を変化させ磁気応答を調べることは，機能性材料

各単斜晶系ドメインの c 軸は電子線回折によって推定され，の設計において有用であり，「反応を見る」その場観察はよ

図 8( c)中にそれらが示されている．計算された磁気構造はり活発になるだろう．著者らも電圧印加型 TEM 試料ホルダ

磁化の方向および強さ共に観察結果をよく再現している(図ーを開発し(26) ，電流による磁壁の移動など，磁場と電場の相互作用の研究を進めている(27) ．最近，高い量子検出効率(DQE)と解像度(MTF)および速い信号読み出しを可能にした電子直接検出カメラが開発されている(28) ．このカメラの使用により飛躍的に位相分解能が向上することが報告されており(29)，従来の記録媒体では捉えられなかった静的・動的現象を追求できる可能性を持っている．
今回のテーマ外ではあるが，電子線ホログラフィは，例えば半導体ナノワイヤ内の pn 接合ポテンシャル測定(30)といった，他の手法では得られないドーパント元素によって形成される内蔵ポテンシャルの定量測定に使われている．また，新手法である暗視野電子線ホログラフィは，比較的広い領域( 1 × 1 mm2 )と高い感度( 10－3 10－4 )(31) で物質内部の歪みを定量的に計測することができることから注目されている(32) ．試料形状に多少の制限はあるが，今回述べた電子線ホログラフィの構成で実施することができ，試料作成次第で，電場・磁場・歪み場を同一視野から調べることが可能である．そして従来の結晶学的・組成的研究や試料ホルダーなどの使用による外的刺激と組み合わせることによって，非常に強力な分析ツールになることが期待される．材料設計・開発における TEM の役割はこれまで以上に重要になるだろう．
本研 究 は Marco Beleggia 博 士， Rafal Dunin Borkowski
教授， Richard Harrison 博士， Mih áaly P áosfai 教授との共同研究の成果である．本解説への執筆の機会を与えてくださった本間智之博士と編集委員の方々に感謝の意を表する．

文図890 K で得られた明視野像．単斜晶系化に起因する双晶(MT)が観察されている．(b)(a)の黒枠で示された領域の残留磁気図．(c )磁気位相シミュ
レーション(白枠内)． B ＝ 0.6 T ， V0 ＝ 17 V ，各双晶領域幅＝165 nm，110170 nm の試料厚変化を持つくさび形状が計算に使われた． c0°は c 軸面外に配向していが面内に， c45°は表面から 45 °る．位相増幅 1 倍．

献( 1 ) R. Erni, M. D. Rossell, C. Kisielowski and U. Dahmen: Phys.
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ま て り あ 第55巻 第 7 号(2016)
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笠間丈史

2001年 東京大学大学院地球惑星科学専攻 博士課程修了
2001年 ミュンスター大学鉱物学研究所 博士研究員
2003年 理化学研究所単量子操作研究グループ 博士
研究員
2005年 ケンブリッジ大学物質科学・金属専攻 博士
研究員
2008年現職
専門分野電子顕微鏡による鉱物・物質科学◎原子レベルの素過程から巨視的な地球科学現象の理解に努める．
電子顕微鏡による機能性材料の評価および顕微鏡手法の開発に携わる．

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