東北大学金属材料研究所研究会

強磁場コラボラトリにおける 物性研究の現状と展望

日時: 2018 年 11 月 26 日‐28 日 Date: Nov. 26 - 28, 2018

場所: 東北大学金属材料研究所 2 号館講堂 東北大学片平北門会館 エスパス

Place: Lecture Hall, IMR, Tohoku University Espace, Katahira Kitamon Commons, Tohoku University

No. 26th Nov. 2018　　2号館講堂　Lecture Hall, IMR 頁

26C01木村尚次郎 S. Kimura (IMR, Tohoku Univ.)結合ダイマー系のマグノンボース凝縮相における方向二色性Non-Reciprocal Directional Dichroism of the Interacting Dimer System in the Magnon Bose-Einstein CondensationState

6

26C02赤木 暢 M. Akaki (AHMF, Osaka Univ.)Coオケルマナイトの磁気異方性と磁気励起Magnetic Anisotropy and Spin Excitations in Co Åkermanite Materials

7

26C03野村和哉 K. Nomura (ISSP, Univ. of Tokyo)S = 1 スピンラダー物質BIP-TENOにおけるスピン-格子分離現象Spin-Lattice Separation in the S = 1 Spin Ladder Compound BIP-TENO

8

26C04澤田祐也 Y. Sawada (AHMF, Osaka Univ.)ヘリカルハニカム反強磁性体α-Cu2V2O7の強磁場磁化およびESRHigh-field Magnetization and ESR Measurements of the Helical-honeycomb Antiferromagnet α-Cu2V2O7

9

26C05厳 正輝 M. Gen (ISSP, Univ. of Tokyo)ブリージングパイロクロア反強磁性体LiInCr4O8の100 T超強磁場磁化過程High-Field Magnetization Process of "Breathing" Pyrochlore Antiferromagnet LiInCr4O8 above 100 T

10

26C06三井好古 Y. Mitsui (Kagoshima Univ.)定常強磁場プロセスによる強磁性材料の選択的合成Selective Crystallization of Ferromagnetic Materials by Processing in Steady High Magnetic Fields

11

26C07中村哲也 T. Nakamura (JASRI)磁性研究と軟X線リング-現状と将来Magnetism and Soft X-ray Ring - Present and Future

12

26C08

池田暁彦 A. Ikeda (ISSP, Univ. of Tokyo)LaCoO3の磁場誘起スピンクロスオーバーにおけるスピン格子結合: 磁場温度相図の超強磁場磁歪計測による探索Spin-Lattice Coupling in Field Induced Spin Crossover of LaCoO3:Exploration of B-T Phase Diagram Using Magnetostoriction Measurements at Ultrahigh Magnetic Fields

13

26C09三宅厚志 A. Miyake (ISSP, Univ. of Tokyo)SnSeにおける巨大磁気抵抗Giant Magnetoresistance of SnSe

14

26C10駒田盛是 M. Komada (Dept. of Phys., Osaka Univ.)ワイル点ペアを含む異方的フェルミ面を持つNbAsにおけるベリー位相の研究Study on the Berry's Phase in Anisotropic Fermi Surfaces Including Pair of Weyl Nodes

15

26C11三田村裕幸 H. Mitamura (ISSP, Univ. of Tokyo)ロングパルス磁場を用いた高分解能輸送測定High Resolution Transport Measurements in Long Pulsed Magnetic Fields

16

26C12嶽山正二郎 S. Takeyama (ISSP, Univ. of Tokyo)KASHIWA II, 1000 Tクラス超強磁場発生装置の現状と将来KASHIWA II, 1000 Class Ultra-High Magnetic Field Generator, The State-of-the-Art and Future

17

26C13今中康貴 Y. Imanaka (NIMS)サイクロトロン共鳴による量子ホール系の研究Cyclotron Resonance in Quantum Hall Systems

18

26C14木下雄斗 Y. Kinoshita (ISSP, Univ. of Tokyo)パルス強磁場下でのシングルパルステラヘルツ時間領域分光法の開発と、ハイスピードカメラを用いたイメージングDevelopment of Single-Shot Terahertz Time-Domain Spectroscopy and Imaging Using a High Speed Camera inPulsed Magnetic Field

19

26C15竹端寛治 K. Takehana (NIMS)二層グラフェンの上部バンドに関するサイクロトロン共鳴測定Cyclotron Resonance on the Higher-Energy Band of Epitaxial Bilayer Graphene

20

26C16堀出朋哉 T. Horide (Kyushu Inst. Technol)YBa2Cu3O7ナノコンポジット薄膜の磁束ピンニングVortex Pinning in YBa2Cu3O7 Nanocomposite Films

21

目次

－1－

No. 27th Nov. 2018　　2号館講堂　Lecture Hall, IMR 頁

27C01

木須隆暢 T. Kiss (Kyusyu Univ.)銅酸化物超伝導体ならびに鉄ヒ素超伝導体の線材化研究における最近の進展Recent Progress of Wire and Tape Development Based on High T c Cooperate Superconductors and Iron BasedSuperconductors

22

27C02岡田 達典 T. Okada (IMR, Tohoku Univ.)

BHOナノ粒子を添加した極薄一回塗布膜厚TFA-MOD法REBCOコート線材の強磁場臨界電流特性High-Field Jc Properties of "UTOC"-TFA-MOD-REBCO Coated Conductors with BHO Nanoparticles

23

27C03吉田 隆 Y. Yoshida (Nagoya Univ.)REBCO超伝導線材の人工ピン制御〜結晶成長を利用した高性能線材〜Artificial Pinning Control in REBCO Superconducting Wire 〜Use of Crystal Growth Process for Higher Performance〜

24

27C04 A. Badel (IMR, Tohoku Univ.)Can a Superconducting Magnet Be too Stable ? Toward Reliable REBaCuO HTS Magnets

25

27C05掛谷一弘 I. Kakeya (Kyoto Univ.)銅酸化物超伝導体における準粒子トンネル伝導の強磁場応答High Magnetic Field Response of Quasiparticle Tunneling in Cuprate Superconductors

26

27C06徳永 将史 M. Tokunaga (ISSP, Univ. of Tokyo)

量子極限状態におけるビスマスの完全バレー分極Complete Valley Polarization in Bismuth at the Ultra-Quantum Limit State

27

27C07塩貝純一 J. Shiogai (IMR, Tohoku Univ.)定常強磁場下における電気伝導特性評価 -超伝導上部臨界磁場測定と量子ホール効果を例に-Measurements of Electrical Transport Properties in Steady High Magnetic Fields

28

27C08松田康弘 Y. H. Matsuda (ISSP, Univ. of Tokyo)超強磁場におけるWドープVO2の磁場誘起絶縁体金属転移Magnetic-Field-Induced Insulator-Metal Transition in W-Doped VO2 at Megagauss Fields

29

27C09キム-クオン フイン Kim-Khuong Huynh (AIMR, Tohoku Univ.)反強磁性絶縁体 BaMn2Pn2 の高磁場における磁気輸送特性Transport Properties of BaMn2Pn2 under Strong Magnetic Fields

30

27C10木俣基 M. Kimata (IMR, Tohoku Univ.)定常強磁場と回転機構を用いた精密輸送測定：非相反磁気抵抗への応用Precise Transport Measurement Using Rotational Probe and Steady Magnetic Field: Application to NonreciprocalMagnetoresistance Measurement

31

－2－

No. 28th Nov. 2018NMR Workshop　　片平北門会館エスパス　Espace, Katahira Kitamon Commons 頁

28C01平田倫啓 M. Hirata (IMR, Tohoku Univ.)有機導体のディラック電子系におけるフェルミ速度のくりこみ増大とエキシトニック不安定性のNMR研究NMR Studies on the Excitonic Instability and Upward Fermi Velocity Renormalization of Dirac Electrons in anOrganic Conductor

32

28C02井原慶彦 Y. Ihara (Hokkaido Univ.)パルス強磁場中NMR実験による核スピン格子緩和率測定Nuclear Spin-Lattice Relaxation Rate Measurement by NMR in Pulsed High Magnetic Fields

33

28C03徳永　陽 Y. Tokunaga (ASRC, JAEA)パルス強磁場NMRによるCeIn3の磁場誘起量子臨界領域の研究Pulsed Magnetic Field NMR Study of the Field-Induced Quantum Critical Region in CeIn3

34

28C04荒島洸樹 K. Arashima (Hokkaido Univ.)

カゴメ反強磁性体Caカペラサイトにおける磁気励起の35Cl NMR分光法による研究

Magnetic Excitations in Kagome Lattice Antiferromagnet, Ca-Kapellasite, Studied by 35

Cl NMR Spectroscopy

35

28C05石田憲二 K. Ishida (Dept. of Phys., Kyoto Univ.)

強磁性超伝導体UCoGe の59

Co 核の強磁場核磁気共鳴(NMR)

High-Field 59

Co-NMR Study on Ferromagnetic Superconductor UCoGe

36

28C06宮川和也 K. Miyagawa (Dept. of Applied Phys., Univ. of Tokyo )有機導体theta型BEDT-TTF塩のNMRMNR Study on theta-BEDT-TTF Organic Conductors

37

28C07藤　秀樹 H. Tou (Dept. of Phys., Kobe Univ.)Pr-, U-化合物の強磁場NMRによる研究High Field NMR Study of U-based Superconductors and Related Compounds

38

28C08酒井宏典 H. Sakai (ASRC, JAEA)単結晶URu2Si2の強磁場NMRHigh-Field NMR Study Using a Single Crystal of URu2Si2

39

28C09深澤英人 H. Fukazawa (Dept. of Phys., Chiba Univ.)T'構造をもつ銅酸化物高温超伝導体の強磁場NMRNMR Study of High Tc Cuprate Superconductors with the T' Structure under High Magnetic Fields

40

28C10久保徹郎 T. Kubo (Okayama Univ. of Science)強磁場 NMR による非クラマース系 PrT2Al20 (T=Nb, Ta) の磁気励起の研究High-Field NMR Study on Magnetic Excitations in Non-Kramers System PrT2Al20 (T=Nb, Ta)

41

28C11開　康一 K. Hiraki (Dept. of Phys., Fukushima Medical Univ.)1次元、2次元系分子性伝導体の強磁場NMR研究High Field NMR Study of One- and Two-Dimensional Molecular Condutors

42

28C12松井一樹 K. Matsui (ISSP, Univ. of Tokyo)物性研における60TまでのNMR測定系の開発状況Development of NMR Measurement in Pulsed High Field at ISSP

43

28C13水戸 毅 T. Mito (Grad. School of Mater. Sci., Univ. of Hyogo)強磁場Pd-NMR測定によるYbPdの逐次転移の観測Observation of the Successive Transition in YbPd by High Field Pd-NMR Study

44

－3－

ポスター発表

No. Name Title 頁

26P01 左近拓男T. SAKON

強制磁歪測定によるNi2MnGaの遍歴磁性の研究

Forced Magnetostriction of Ni2MnGa around the Curie Temperature 45

26P02 山田宗孝M. YAMADA

固体酸素の磁場誘起構造相転移における格子変形観測の試みAn Attempt to Observe Lattice Transformation in the Magnetic-Field-InducedStructural Phase Transition in Solid Oxygen

46

26P03 中村大輔D. NAKAMURA

超強磁場下での非接触電気伝導度測定The Contactless Electrical Conductivity Measurement under the Ultra-HighMagnetic Field

47

26P04 鈴木悠太Y. SUZUKI

メガガウス領域でのSr2VO4の磁化過程

Magnetization Process of Sr2VO4 in Megagauss Magnetic Fields 48

26P05 周　旭光ZHOUXUGUANG

パルス強磁場におけるTlCuCl3の反強磁性の横磁化検出に関する研究

Study on Measurement of Lateral Magnetization in Antiferromagnetic State ofTlCuCl3 in Pulsed High Magnetic Field

49

26P06 杨 卓Zhuo YANG

磁気光学分光法を用いたペロブスカイトの励起子特性の検討Investigation of Excitonic Properties of Perovskite Using Magneto-OpticalSpectroscopy

50

26P07 今城周作S. IMAJO

パルス強磁場を用いた有機伝導体の電子物性研究Study of Electronic Properties of Organic Conductors by Pulsed HighMagnetic Fields

51

26P08 小濱芳允Y. KOHAMA

コプレーナ・ウェーブガイドによる破壊型磁場下での物性測定Application of Coplanar Waveguides for the Measurement of PhysicalProperties under Destructive High Magnetic Fields

52

26P09 鳴海康雄Y. NARUMI

パルス強磁場下I-V 測定技術の開発と高温超伝導研究への応用Development of I-V Measurements under Pulsed High Magnetic Fields and itsApplication to HTSC

53

26P10 栗原綾佑R. KURIHARA

超音波計測を用いたBa2CuGe2O7の弾性定数のパルス強磁場依存性

Pulsed Field Dependence of Elastic Constants in Ba2CuGe2O7 by Using

Ultrasonic Measurement54

26P11 後藤貴行T. GOTO

金ナノ粒子による糖分認識センサーのNMRNMR Study on the GNP-based Sugar Recognition System 55

26P12 三田航平K. MITA

超強磁場中高周波透過法による磁場誘起絶縁体金属転移の探索Quest for the Magnetic Field-Induced Insulator-Metal Transition Using anUltarahigh-Magnetic-Field RF Transmission Technique

56

26P13 柿田頼輝Y. KAKITA

超強磁場下におけるYbB12の相転移現象

Phase Transitions in YbB12 in Ultrahigh Magnetic Fields 57

26P14 水戸陵人R. MITO

正四角台塔系Pb(TiO)Cu4(PO4)4の強磁場ESR

High-Field ESR in Pb(TiO)Cu4(PO4)4 with Cu4O12 Square Cupolas 58

26P15 秋元 昴S. AKIMOTO

Shastry-Sutherland反強磁性体SrCu2(BO3)2の磁場温度相図

Field-Temperature Phase Diagram of Shastry-Sutherland AntiferromagnetSrCu2(BO3)2

59

26P16 佐藤和樹K. SATO

強磁場下でMultiple-q 相を発現する幾何学的フラストレート磁性体の研究Multiple-q States Predicted to Appear in Geometrically Frastrated Magnets inHigh Magnetic Fields

60

－4－

No. Name Title 頁

26P17 田原大夢T. TAHARA

BaVS3でみられるメタ磁性転移の圧力依存性

Pressure Dependence of the Metamagnetic Transition in BaVS3 61

26P18 大久保 晋S. OKUBO

ヌル検出法によるテラヘルツ電子スピン共鳴測定Development of Terahertz ESR Measurements Using the Null DetectionMethod

62

26P19 厳 正輝M. GEN

S =1/2 擬1次元フラストレート磁性体LiCuVO4の磁気熱量効果

Magnetocaloric Effect in S =1/2 Quasi-1D Frustrated Magnet LiCuVO4 63

26P20 土田 稜R. TSUCHIDA

パルス強磁場中での被覆銅細線束の発熱評価Estimation of Heat up Effect of a Coated-Cu-Wires-Bundle by a Pulsed HighMagnetic Field

64

26P21 木田孝則T. KIDA

遍歴電子反強磁性体Mn2Pの強磁場物性

High-Field Magnetic and Transport Properties of the Itinerant AntiferromagnetMn2P

65

26P22 太田 仁H. OHTA

神戸大学における多重極限強磁場THz ESRDevelopment of Terahertz High Field ESR Measurement System at KobeUniversity

66

26P23 松尾 晶A. MATSUO

パルス強磁場発生用電磁石に用いる銅銀合金線の組織観察Microscopic Observation of Copper-Silver Alloy for Generating High MagneticFields

67

26P24 木原 工T. KIHARA

ホイスラー合金Pd50Mn36.75Sn13.25のパルス強磁場下磁気熱量特性

Magnetocaloric properties under Pulsed High Magnetic Field in Heusler AlloyPd50Mn36.75Sn13.25

68

26P25 池田暁彦A. IKEDA

固体酸素の異常な磁歪の研究Study of Anomalous Magnetostriction of Solid Oxygen 69

－5－

結合ダイマー系のマグノンボース凝縮相における方向二色性 木村尚次郎，櫻井響介，松本正茂 1，田中秀数 2

東北大金研，静岡大理 1，東工大院理 2Non-reciprocaldirectionaldichroismoftheinteractingdimersystem

inthemagnonBose-EinsteincondensationstateS.Kimura,K.Sakurai,S.Matsumoto1，H.Tanaka2

IMR,TohokuUniv.,ShizuokaUniv.1,TokyoInst.Tech.2

Keywords：quantumspinsystem,multiferroic,highfieldESR

マルチフェロイック物質などの時間反転対称性と空間反転対称性が同時に破れた系では、

電磁波の屈折率と吸収強度がその伝搬方向の反転に伴って変化する方向二色性が期待される

[1]。この方向二色性は時間・空間反転対称性が破れた物質での粒子・準粒子の整流効果である非相反応答の 1種であり、電気双極子遷移と磁気双極子遷移の干渉による光学的な電気磁気効果として理解される[2]。本講演では、方向二色性を S = 1/2の反強磁性ダイマーが三次元的に結合した TlCuCl3 の磁場誘起磁気秩序相で観測した結果について述べる。TlCuCl3の零磁場での磁気励起は、ダイマーをスピンシングレットからトリプレット状態に励起する

マグノンである。磁場を印加してこのマグノンのエネルギーギャップを閉じると、マグノン

のボースアインシュタイン凝縮(BEC)が起こり、反強磁性秩序が生じることが知られている[3, 4]。この秩序状態において、ダイマー上に 2 つのスピンの外積で書き表される有限のベクトルスピンカイラリティーS1×S2が現れることを反映して強誘電が発生し、時間・空間反

転対称性が破れる[5]。磁場誘起によるスピンシングレット相からマグノン BEC 相への転移によって、最もエネルギーが低い磁気励起はトリプレット励起から、磁気秩序モーメントの

歳差運動を伴う南部ゴールドストーンモードに変化する[6]。このゴールドストーンモードは、磁化の磁場に平行な振動とともにベクトルスピンカイラリティーの振動を伴っている。

このベクトルスピンカイラリ

ティーの振動が、磁化振動と

直交した電気分極の振動を引

き起こせば、ゴールドストー

ンモードは電磁波の振動磁場

と電場の両方と結合すること

になるため、その光励起に方

向二色性が現れると期待され

る。図は 50GHz のマイクロ波を用いた ESR 測定によって観測した南部ゴールドスト

ーンモードの電磁場の吸収ス

ペクトルである。電気分極の

反転に伴って吸収強度が 40%程度変化する二色性が現れて

いる。

[1] D. Szaller et al.: Phys. Rev. B 87 (2015) 014421. [2] M. Saito et al.: J. Phys. Soc. Jpn. 77 (2008) 013705. [3] A. Osawa et al.: J. Phys.: Condens. Matter 11 (1999) 265. [4] T. Nikuni et al.: Phys. Rev. Lett. 84 (2000) 5868. [5] S. Kimura et al.: Nat. Commun. 7 (2016) 12822. [6] M. Matsumoto et al.: Phys. Rev. Lett. 89 (2002) 077203.

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－6－

Coオケルマナイトの磁気異方性と磁気励起

赤木暢，J. Romhányi 1，K. Penc 2，萩原政幸

大阪大学大学院理学研究科附属先端強磁場科学研究センター，沖縄科学技術大学院大学 1，

ウィグナー物理研究所 2

Magnetic Anisotropy and Spin Excitations in Co Åkermanite MaterialsM. Akaki, J. Romhányi 1，K. Penc 2, M. Hagiwara

AHMF, Osaka Univ., OIST 1, Wigner RC Phys. 2

Keywords：電子スピン共鳴, マルチフェロイック, スピン多極子励起

電気磁気マルチフェロイック物質では、スピンと電気分極が強く相関しているた

めに、電子スピン共鳴（ESR）やテラヘルツ分光実験において特異な磁気励起が観

測されることがある。実際、オケルマナイト構造を持つマルチフェロイック物質

Ba2CoGe2O7では低磁場域でのテラヘルツ分光実験から振動電場誘起の磁気励起（エ

レクトロマグノン）が観測され、その共鳴吸収が方向二色性を示すことから注目を

集めている[1]。一方、同様の結晶構造を持ち、磁気異方性が小さな Sr2CoGe2O7では、

パルス強磁場 ESR 測定から、エレクトロマグノンが磁化飽和後の強磁場域に観測さ

れ、スピン四極子励起として理解できることがわかっている[2]。このスピン四極子

励起は、単一サイトでの 2 マグノン励起である。本研究では、スピン誘起の電気分

極を持つオケルマナイト物質において、磁気異方性の小さな Sr2CoGe2O7と大きな

Sr2CoSi2O7におけるパルス強磁場 ESR 測定の比較から磁気異方性と磁気励起の相関

を調べることを目的とした。

図に強磁場 ESR 測定から求めた Sr2CoGe2O7における共鳴磁場の周波数-磁場プロ

ットを示す。磁場 H は[110]方向に印加し

ており、Voigt 配置(電磁波入射方向

k//[001])の結果を示している。Sr2CoGe2O7

では、[110]方向に磁場印加したときの飽

和磁場は18Tであり、飽和後の強磁場領域

で 2つの 2マグノン励起（Q1, B1モード）

が観測された。Q1は単一サイトでの 2 マ

グノン励起（スピン四極子励起）、B1は隣

接 2サイトでの 2マグノン励起（マグノン

束縛対）として以下の式で表せることが

わかった。

Q1：𝜔Q1 = 2𝜇𝐁𝑔𝑎𝑏𝐻 + Λ − 12𝐽

B1：𝜔B1 = 2𝜇𝐁𝑔𝑎𝑏𝐻 + 2Λ − 11𝐽

(:単一イオン異方性、J:交換相互作用)

発 表 で は 、 磁 気 異 方 性 の 大 き な

Sr2CoSi2O7での測定結果を含め、オケル

マナイト物質の磁気励起の詳細を報告す

る。[1] I. Kézsmárki et al., Phys. Rev. Lett. 106,

057403 (2011).

[2] M. Akaki et al., Phys. Rev. B 96, 214406

(2017).

図：Sr2CoGe2O7の ESR共鳴磁場の周波数-磁場

プロット（Voigt配置, H//[110],k//[001],

1.4K）。D0,D1は、反強磁性共鳴モードを

示す。●,☓:パルス強磁場、○,＋:定常磁場

を用いた ESRから求めた。（☓,＋は弱い

共鳴吸収）

－7－

S = 1 スピンラダー物質 BIP-TENOにおけるスピン-格子分離現象

野村和哉、池田暁彦、松田康弘、嶽山正二郎、小濱芳允、金道浩一、天谷直樹 1、

小野俊雄 1、細越裕子 1

東大物性研、大阪府立大 1

Spin-lattice separation in the S = 1 spin-ladder compound BIP-TENO

K. Nomura, A. Ikeda, Y. H. Matsuda, S. Takeyama, Y. Kohama, K. Kindo, N. Amaya1, T. Ono1, Y.

Hosokoshi1

ISSP, UTokyo, Osaka Pref. Univ.1

スピン鎖が複数本ならんだスピンラダー系は、スピン鎖の偶奇で物性が異なるなどの予測

がなされ、1990年代から S = 1/2 の系を中心にさかんに研究がなされてきた[1]。BIP-TENO

は初の S = 1 の 2本足スピンラダー物質として合成された[2]。BIP-TENO はこれまでにパル

ス幅 7 ms の非破壊型マグネットを用いて 70 T までの磁化過程が報告された。そこでは、

44-66 T にかけて 1/4 プラトーが観測された[3]。

今回、パルス幅 7 ms の一巻きコイル法を用い

て、100 T までの磁化測定を行った。その結果、100

T までの過程において 1/4、1/3、1/2プラトーを観測

した。図 1に非破壊型マグネットでの先行研究と一

巻きコイル法で得られた磁化曲線の比較を示す。こ

れを見ると、BIP-TENO は磁場の掃引速度の違いに

より磁化過程が異なっていることが分かる。磁場の

掃引速度の遅い非破壊型マグネットでの測定では、

1/4プラトーは 66 T まで続いているが、掃引速度の

速い一巻きコイル法では 1/4プラトーは 55 T 付近で終わ

り、1/3プラトーが現れている。

なぜ BIP-TENOは磁場の掃引速度により異なる磁化過程

が現れるのか明らかにするために、非破壊型マグネットを

用いて Fiber Bragg Grating(FBG)による磁歪測定を行った。

結果を図 2に示す。10-40 T にかけて梯子の足方向への縮

みを観測した。数値計算からは、梯子の足方向の次近接相

互作用が強くなると 1/4プラトーの幅が大きくなると報告

されている[4]。遅い磁場掃引である非破壊型マグネット

では磁場印加に伴い梯子の足方向に縮んでいるため、足方向の次々近接相互作用が強くな

り、1/4プラトーが安定化したと考えることができる。そして、速い磁場掃引である一巻き

コイル法においては格子系が追随せずにスピン系のみが応答し、1/4プラトーは長く続か

ず、1/3プラトーが現れている。BIP-TENOが示す磁化過程の掃引速度依存性はスピン-格子

分離現象に起因していると結論した。

[1] E. Dagotto and T. M. Rice, Science, 271, 618 (1996). [2] K. Katoh, Y. Hosokoshi, et al., J.

Phys. Chem. Sol. 63, 1277 (2002). [3] T. Sakai, K. Okamoto, et al., Physica B, 346-347, 34 (2004).

[4] T. Sakai, N. Okazaki, et al., Physica B, 329-333, 1203 (2003).

図 1. BIP-TENOの磁化曲線。

図 2．BIP-TENOの磁歪測定の結果。

－8－

ヘリカルハニカム反強磁性体 α-Cu2V2O7の

強磁場磁化および ESR 澤田祐也，野本哲也 1，奥谷顕，赤木暢，鳴海康雄，Kittiwit Matan2，萩原政幸

阪大先端強磁場，阪大院理 1，Mahidol Univ.2

High-field Magnetization and ESR Measurements of the Helical-honeycomb Antiferromagnet α-Cu2V2O7

Y. Sawada, T. Nomoto1, A. Okutani, M. Akaki, Y. Narumi, K. Matan2, M. Hagiwara AHMF, Osaka Univ., Grad. Sch. Sci., Osaka Univ.1, Mahidol Univ.2

Keywords: α-Cu2V2O7, Magnetization, ESR

ヘリカルハニカム反強磁性体-Cu2V2O7は空間群 Fdd2に属し，a = 20.645Å，b = 8.383Å，お

よび c = 6.442Åの格子定数を持つ斜方晶系の物質である[1]．Fig. 1の挿図はこの物質の結晶

構造であり，Cu サイトが b 軸方向に沿ってヘリカルハニカム構造を形成する．また，S =

1/2のスピンを持つ Cu2+イオンには 5つの O

2-イオンが配位しており，この CuO5が c軸方向

に沿ってジグザグ鎖を形成する．この物質の磁化測定，比熱測定，および中性子散乱測定か

ら，TN = 34 K において常磁性相から磁気秩序相に磁気転移を示し，磁気基底状態は

Dzyaloshinskii-Moriya 相互作用によってスピンがキャントした反強磁性秩序であることが明

らかとなっている[2-5]．さらに，この物質の磁気秩序相において，銅酸化物マルチフェロイ

ック物質では最大となる自発電気分極 Ps = 0.55 C/cm2を示す巨大磁気強誘電を発現するこ

とが知られている[6]．これまでの Gitgeatpong らによる強磁場磁化測定からは，磁場を a 軸

方向に印加した場合に Hc1 = 6.5 Tおよび Hc2 = 18 Tにおいて異なる磁場誘起相転移が観測さ

れ，前者が典型的なスピンフロップ転移，後者がキャントしたスピンのスピンフリップ転移

であると考えられている[7]．今回我々は，この物質の強磁場中におけるスピンダイナミク

スを明らかにするために，50 T におよぶパルス強磁場中における磁化測定および ESR 測定

を a，b，および c 軸の各軸方向において行い，その挙動を詳細に調べたので報告する．Fig.

1 は温度 4.2 K における強磁場磁化測定の結果である．a 軸方向に磁場を印加したとき，こ

れまでの報告とほぼ一致する，Hc1 = 6.9 Tおよび Hc2 = 18.5 Tにおいて磁化の飛びが観測さ

れた．一方で，b および c 軸方向に磁場を印加したときでは，c 軸方向においてはゼロ磁場

において僅かに強磁性成分が存在するが，どちらにおいても磁化の飛びは観測されなかった．

講演では各軸方向における ESR 測定の結果および，磁化測定の結果から考察を行った H <

Hc1，Hc1 < H < Hc2，および Hc2 < Hの各磁気相における磁気構造モデルを示す．さらにこの

モデルを用いた磁化の解析結果と，

各磁気相における磁気的な性質につ

いて議論する予定である．

Reference

[1] C. Calvo and R. Faggiani, Acta

Crystallogr. Sect. B 31, 603 (1975).

[2] L. A. Ponomarenko et al., Physica B

284-288, 1459 (2000).

[3] M. Touaiher et al., Mater. Chem.

Phys. 85, 41 (2004).

[4] G. Gitgeatpong et al., Phys. Rev. B 92,

024423 (2015).

[5] Y. W. Lee et al., Europhys. Lett. 113,

27007 (2016).

[6] J. Sannigrahi et al., Phys. Rev. B 91,

220407(R) (2015).

[7] G. Gitgeatpong et al., Phys. Rev. B 95,

245119 (2017).

Hc2

Hc1

OCu

V

T = 4.2 K0 10 20 30 40 50

dM

/dH

(ar

b.

un

it)

H // a6.9 T

18.5 Ta

cb

0.0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

0 10 20 30 40 50

Magnetic field [T]

Mag

net

izat

ion

[

B/C

u2

+]

Fig. 1. -Cu2V2O7の結晶構造と，T = 4.2 Kにおける

強磁場磁化測定の結果．

－9－

ブリージングパイロクロア反強磁性体 LiInCr4O8の 100 T 超強磁場磁化過程

厳 正輝, 中村大輔, 岡本佳比古 1, 青山和司 2, 川村 光 2, 小濱芳允, 嶽山正二郎 東大物性研, 名大工 1, 阪大理 2

High-fieldMagnetizationProcessof“Breathing”PyrochloreAntiferromagnetLiInCr4O8

above100T

MasakiGen,DaisukeNakamura,YoshihikoOkamoto1,KazushiAoyama2,HikaruKawamura2,

YoshimitsuKohama,ShojiroTakeyama

ISSP,theUniversityofTokyo,NagoyaUniversity1,OsakaUniversity2

Keywords: Geometrical frustration, spin-lattice coupling, Breathing pyrochlore

パイロクロア磁性体は、幾何学的フラストレーションを有するためにスピン液体やスピン

アイスといった特異な磁気状態を発現しうる。我々は、𝑆 = 3/2の Crイオンがブリージング

パイロクロア格子を組んだ新型のクロムスピネル酸化物 LiInCr4O8に着目した。LiInCr4O8は

低温で格子変形を伴う反強磁性相転移を起こすことから、スピン-格子結合が磁気状態を決定

づける主要な摂動であることが示唆される。加えて、Cr原子の組む大小の正四面体内におけ

る 2種類の最近接交換相互作用の大きさの比 (=ブリージング因子𝐵( ≡ 𝐽′ 𝐽) も磁気的振る舞

いに大きな影響を及ぼすことが明らかになっている[1]。LiInCr4O8では𝐵(~0.1と見積られて

おり、ブリージングの度合いが強い系だと考えられる[1]。このような複数の相互作用が競合

する系では、磁場下においてエネルギー拮抗領域近傍で新奇磁気相を発現することが期待さ

れ、磁場誘起相転移の解明は非常に興味深い。

そこで、本研究では LiInCr4O8に対して一巻きコイル装置にて同軸型磁化検出コイルによる

低温磁化測定を 130 Tまで行った[2]。その結果、1/2プラトー相への転移直前において磁化

曲線の 2段階の異常が 100 T付近で観測された。これは、ブリージングパイロクロア反強磁

性体特有の新奇磁気相の存在を示唆している可

能性がある。本発表では、bond phonon modelを

用いて様々な値の𝐵(とスピン-格子パラメータ

に対して行った磁化過程の理論計算の結果も示

しながら、LiInCr4O8において観測された新奇磁

気相の正体について議論する。

[参考文献]

[1] Y. Okamoto, et al., PRL 110, 097203 (2013).

[2] M. Gen, et al., JMMM 473, 387 (2019).

DOI: 10.1016/j.jmmm.2018.10.088 図 1 5 K において観測された LiInCr4O8

の 130 Tまでの磁化過程

－10－

定常強磁場プロセスによる強磁性材料の選択的合成 三井好古,小山佳一

鹿児島大院理工

Selectivecrystallizationofferromagneticmaterialsbyprocessinginsteadyhighmagneticfields

Y.Mitsui,K.Koyama2

KagoshimaUniv.,

Keywords：ferromagneticmaterial,in-fieldannealing,Zeemanenergy

磁場が物質に作用することで得られるエネルギーは、1 µB の磁気モーメントに 1 Tを印加したとき、約 1 Kと小さい。一方、一般に合金を作製するためには、102 Kオーダーの熱処理が必要である。したがって、磁場を有意に合金の合成に作用させ

るためには、強磁場かつ強磁性によるエネルギー利得を得ることが必要である。 強磁場中における強磁性合金を含む平衡状態図は変化する。これまでに強磁性相

を含む Fe-C 状態図が強磁場で変化することが報告された[1]。我々は最大 45 T 中の強磁場中示差熱分析[2]を成功させ、強磁性化合物 MnBi を含む Bi-Mn 系の強磁場中平衡状態図[3]を明らかにした。 平衡状態図が磁場で変化することから、その合成プロセスも磁場で変化する可能

性がある。そこで、Bi-Mn 系を含む Mn 系の強磁性体に着目し、強磁場中熱処理による合成を行い合成プロセスに対する磁場効果の評価を行っている。これまでに、

Bi と Mn から強磁性 MnBi を合成する固相反応[4,5]、強磁性 Mn-Al 合金への相変態への磁場効果[6]について明らかにした。 Bi と Mn から強磁性 MnBi を合成する固相反応では、強磁場中熱処理によって固相反応が促進し、ほぼ単相の強磁性 MnBi が得られることがわかった。つまり、非強磁性原料から強磁性化合物への反応は強磁場を印加することで促進することがわ

かった。これらの現象は、生成エンタルピーへのゼーマンエネルギーの利得と、反

応の活性化エネルギーの低下に起因することが示唆された[5]。また、強磁場中熱処理によって生成した試料は、固相反応においても一軸結晶配向する。これは、MnBi相の粗大化過程において、印加磁場と磁化容易軸方向が平行な結晶粒が優先的に成

長することによる。 Mn-Al系においては、強磁性 Mn-Al合金(L10相)は非強磁性である hcp相からの固相変態によって生成される。hcp 相の強磁場中熱処理を行い、L10相への相変態への磁場効果を評価した。hcp-L10相変態は磁場によって促進し、その効果は L10相のキュリー温度直下において最も大きいことがわかった[6]。 講演では、上記の反応や相変態への磁場効果の他、現在開発中の強磁場中気相-固相反応用電気炉を使用した磁場中気相-固相反応の結果についても報告する 参考文献： [1] J. K. Choi, et al., Scr. Mater. 43, 221-226 (2000). [2] K. Koyama, et al., J. Alloy. Compd., 509, L78-L80 (2011). [3] Y. Mitsui, et al., Mater. Trans. 54, 242-245 (2013). [4] Y. Mitsui, et al., J. Alloy. Compd., 615, 131-134 (2014). [5] Y. Mitsui, et al., J. Magn. Magn. Mater. 453, 231-235 (2018) [6] R. Kobayashi, et al., Mater. Trans. 58, 1511-1518 (2017)

－11－

磁性研究と軟 X 線リング-現状と将来 中村哲也 1, 2

高輝度光科学研究センター1，東北大学金属材料研究所 2

Magnetism and Soft X-ray Ring - Present and Future T. Nakamura1, 2

JASRI1, IMR, Tohoku Univ.2

Keywords： XMCD, Soft X-ray, Magnetic materials

放射光は赤外線から硬 X 線までの広いエネルギー領域をカバーする強力な光源で

あり、磁性研究でも強力な評価手法となっている。しかし、「放射光が磁性研究に使

える」という現在の状況は 30 年前には決して当たり前のことではなく、磁気計測の

歴史からみれば比較的新しい分野と位置づけられる。X 線による磁性研究は、放射

光源の輝度向上や偏光制御技術の進歩によって急速に発展してきた。中性子線と比

較した話として 1970 年代には「X 線は、磁性電子の研究にはほとんど無力に近く…」

という記述 1)が見つかることからも、現在の放射光による磁性研究の発展ぶりは当

時の想像を超えたとものであると分かる。多岐にわたる放射光実験のなかでも、Ｘ

線磁気円二色性（XMCD: X-ray Magnetic Circular Dichroism）測定は、磁性研究への

放射光利用を牽引する中心的な役割を担ってきた。 東北大学に建設が計画されている 3 GeV 高輝度軟 X 線光源（SLiT-J）が切望され

るなか、磁性研究分野における活用にどのような未来がもたらされるのかを予測せ

よ、というのが本発表題目の意味するところと理解される。将来予測の際、SPring-8における過去 10 年間の XMCD 計測技術の進歩を振り返ると、現在において荒唐無

稽と嘲笑されるような技術を想定していくことになると気づく。2008 年 10 月、”失敗や限界を確認することも重要”として、東大物性研、東北大金研、JASRI で共同開

発に取り組んだパルス強磁場軟 X線 MCD測定は、当初 1年半にわたり諸問題の解決

に苦労しながらも、2 年後には軟 X 線 MCD 測定として世界最大の 21 T 2)、約 5 年後

には 40 T の磁場下での測定が実現した 3)。また、強磁場走査型軟 X 線 MCD 顕微分

光測定（図 1）4) については、開発をはじめた当時に 0.6 T を超える磁場印加が可能

な装置が存在しないなか 8 T の磁場下で空間分解能 100 nm の測定技術を目指した。

「できる」と言ってしまったことを

時折後悔しながらも共同研究者にも

恵まれ、開発目標を達成するととも

に、最近、その利用成果が出始めて

いる。過去いずれの開発も、当初か

ら勝算があったわけではない。結論

は、「挑めばできる（かもしれな

い）」であり、当日は将来に向けて思

いつくところの妄想をいくつか紹介

したい。 【参考文献】 1）星埜禎男, 「中性子回折」, 共立出版(株), 1976年初版, page 8. 2）T. Nakamura et al., Appl. Phys. Express 4, 066602 (2011). 3）H. Yasumura et al., J. Phys. Soc. Jpn. 86, 054706 (2017). 4）Y. Kotani et al., J. Synchrotron Rad. 25, 1444-1449 (2018).

図 1 8 T 超伝導マグネットを備えた走査型軟 X 線

MCD 顕微分光装置 4)。

－12－

LaCoO3の磁場誘起スピンクロスオーバーにおけるスピン格子結合: 磁場温度相図の超強磁場磁歪計測による探索

池田暁彦，松田康弘，中村大輔，嶽山正二郎，佐藤桂輔 1

東大物性研，茨城高専 1 Spin-Lattice Coupling in Field Induced Spin Crossover of LaCoO3: Exploration of B-T Phase Diagram Using Magnetostoriction Measurements at Ultrahigh

Magnetic Fields A. Ikeda, Y. H Matsuda, D. Nakamura, S. Takeyama and K. Sato1

ISSP University of Tokyo, Ibaraki National college of Technology1

Keywords：Spin crossover, excitonic condensation, magnetostriction

In LaCoO3 the spin-state degree of freedom of Co+3 (d6) varies from high (HS), intermediate and low spin states (LS) with S=0, 1, 2, respectively, due to the balance of Hund's coupling and crystal field splitting. A first order magnetic transition induced by magnetic field at 60 T is reported [1] from a non-magnetic ground state to a magnetized state. Though the ground state is widely believed to be a LS insulator, the origin of the field induced magnetic state is unclear. Besides, by constructing B-T phase diagram, we recently clarified that the magnetic state is a thermodynamic phase stable only at high magnetic fields and that the magnetic phase is composed of at least two phases separated by a temperature of ~30 K [2].

Theories argues that the field induced magnetic phase may be originated in the excitonic condensation and the spin-state crystallization [3, 4]. Those exotic phases appear in cobaltites as a result of considering the inter-site interactions beyond the normal spin crossover system [3, 4]. Or equivalently, they appear when a strong inter-band Coulomb repulsion is introduced to the half metallic system with small intra-band Coulomb repulsion which is originally a model system for the emergence of excitonic insulator [5].

In the present study, we have investigated the high magnetic field phase diagram of LaCoO3 with magnetostriction measurements. We have developed a high speed magnetostriction measurement system for detecting the spin-state evolution of LaCoO3 [6]. In the presentation, we discuss the origin of the field induced phases in terms of the temperature dependence high-field phases and the spin-state evolution up to even higher fields beyond 200 T measured with magnetostriction measurements.

[1] K. Sato, A. Matsuo, K. Kindo, Y. Kobayashi, and K. Asai, J. Phys. Soc. Jpn. 78, 093702 (2009). [2] A. Ikeda, T. Nomura, Y. H. Matsuda, A. Matsuo, K. Kindo, and K. Sato, Phys. Rev. B 93,

220401(R) (2016). [3] T. Tatsuno, E. Mizoguchi, J. Nasu, M. Naka, and S. Ishihara, J. Phys. Soc. Jpn. 85, 083706

(2016). [4] A. Sotnikov and J. Kuneˇs, Scientific Reports 6, 30510 (2016). [5] T. Kaneko and Y. Ohta, Phys. Rev. B 90, 245144 (2014). [6] A. Ikeda, T. Nomura, Y. H. Matsuda, S. Tani, Y. Kobayashi, H. Watanabe, and K. Sato, Rev. Sci.

Instrum. 88, 083906 (2017).

－13－

SnSeにおける巨大磁気抵抗 三宅厚志，栗原綾佑，酒井英明 1，西村拓也 1，片山敬介 1，村川寛 1，花咲徳亮 1，徳永将史

東京大学物性研究所，大阪大学大学院理学研究科 1

Giant Magnetoresistance of SnSe A. Miyake, R. Kurihara, H. Sakai1, T. Nishimura1, K. Katayama1, H. Murakawa1,

N. Hanasaki1, M. Tokunaga ISSP, Univ. of Tokyo, Grad. Sch. Sci. Osaka Univ.1

Keywords：SnSe, Magnetoresistance

SnSeは ab面内にひだ状に折りたたまれた SnSe層が c軸方向に弱いファンデルワールス結合によって積層した直方晶の結晶構造を持ち、約 1 eV のギャップを持つ p型の縮退半導体である。近年になって、高温で ZT = 2.6 という大きな熱電性能指数をとることが報告され、新たな注目が集められている [1]。価電子帯に複数のバレーを持つことが知られており、キャリア数を制御することでより高い熱電性能を実現

させることを目指した研究が盛んに行われている。一方、半導体ではキャリア数制

御によって、金属-絶縁体転移を起こすことが知られており、その近傍の金属相では実験室で実現可能な磁場によって、最低ランダウ準位に電子が落ち込んだ量子極限

状態を誘起することができる。さらに強磁場下では、ホール絶縁体、磁気フリーズ

アウトといった磁場誘起局在状態が現れることが知られている [2]。キャリア数制御による電子状態の変化、さらには磁場誘起電子状態に対する知見を得ることを目指

して、我々はホール係数から求めたキャリア数が~1.5 x 10-17 cm-3、~2 x 10-18 cm-3の

試料に対して、55 Tまでの縦、横磁気抵抗、ホール抵抗測定を行なった。 高キャリア試料では低温まで金属的な電気抵抗の温度依存性、量子振動を示すこ

と、55 T ではゼロ磁場の約 3 倍程度の磁気抵抗を観測した。低キャリア試料では低温で電気抵抗が増大する弱局在的な振る舞いを示した。磁場を印加すると抵抗はわ

ずかに減少し、低温にするに従い、4 T付近に量子振動を示唆する小さなピーク状の構造が現れた。さらに磁場を上げることで 7 T 付近から急激に電気抵抗が増大し、55 Tで 4〜5桁にも及ぶ巨大な磁気抵抗の増大を観測した。また、ab面内と c軸に電流印加時の電気抵抗率の異方性は小さく、結晶構造から期待される 2 次元性は弱いこと、興味深いことに縦磁気、横磁気配置においても同様な巨大磁気抵抗を示すこ

とが分かった。高キャリア試料の結果から類推すると、低キャリア試料での巨大磁

気抵抗は量子極限状態中で起きていると考えられる。他の物質系との比較、可変領

域型ホッピング伝導機構による議論により、巨大磁気抵抗の起源の考察を行う。 [1] L. D. Zhao et al., Nature 508, 373 (2014).

[2] S. S. Murzin, Phs.-Usp. 43, 349 (2000).

－14－

ワイル点ペアを含む異方的フェルミ面を持つ

NbAsにおけるベリー位相の研究 駒田盛是 1，村川寛 1，M. S. Bahramy2，木田孝則 3，萩原政幸 3，酒井英明 1,4，花咲徳亮 1

阪大院理 1，東大工 2，阪大先端強磁場 3，JST-PRESTO4

Study on the Berry’s Phase in Anisotropic Fermi Surfaces Including Pair of Weyl Nodes

M. Komada1, H. Murakawa1, M. S. Bahramy2, T. Kida3, M. Hagiwara3, H. Sakai1,4, and N. Hanasaki1

Dept. of Phys., Osaka Univ.1, Univ. of Tokyo2, AHMF, Osaka Univ.3, JST-PRESTO4

Keywords：Weyl Semimetal, Berry’s Phase, Topological Matter

ワイル半金属は波数空間においてスピンの湧き出しと吸い込みの中心となるワイ

ル点近傍にフェルミ準位を有する物質であり、ワイルフェルミオンに由来する興味

深い現象の発現が期待されている。ワイル半金属は時間反転対称性もしくは空間反

転対称性が破れていることから、波数空間でスピンが偏極しており、ワイル点を 1

つ含むフェルミ面においては非自明なベリー位相 πが現れることが知られている。

NbAs は空間反転対称性の破れたワイル半金属として、同一の構造を持つ TaAs や

TaPなどと共に ARPESで確かめられた最初のワイル半金属である[1]。TaAsや TaPと

は異なり、NbAs は複数のワイル点を単一のフェルミ面に含んでいるとされている[2]。

フェルミ面が三日月型の異方的な形状をしていることにより、磁場方位を[001]から

傾けていくと、サイクロトロン軌道の面に対するワイル点の位置関係が変化してい

く。そのため、NbAs の異方的フェルミ面におけるベリー位相が、磁場方位に応じて

変化すると期待される。本研究では、磁場方位を[001]から[100]へと変えていきなが

ら NbAs の電気抵抗率を測定し、量子振動からベリー位相の磁場方位依存性を詳し

く見積もった。

Figure (a)に示すように、磁場方位 0°

（B || [001]）と 90°（B || [100]）の近傍

（図中 I と III の領域）はベリー位相が

0 であるという結果になった。これは、

サイクロトロン軌道上のスピンが、軌

道を 1 周する間に 4π 回転することによ

り、2π のベリー位相が現れたものと考

えることができる。一方で 49°から

75°の中間の磁場方位（図中 II の領域）

においては、ベリー位相が π であった。

この中間の磁場方位においては、フェ

ルミ面の異方的な形状を反映したワイ

ル点のペアがサイクロトロン軌道面か

ら離れた非対称な位置に存在するため、

ベリー位相が 2π からずれたものと考え

られる。これらの実験事実は、ワイル

点に対するサイクロトロン軌道の波数

空間内での位置関係によって最低ラン

ダウ準位が変化し、軌道を周回する際

のスピンベリー位相にも影響を与えて

いることを示唆している。 [1]S. -Y. Xu et al., Nat. Phys. 11, 748 (2015).

[2]C. C. Lee et al., PRB 92, 235104 (2015).

Figure (a) fan plotにおける切片の磁場方位依存性。図中の

イラストはそれぞれの磁場方位におけるサイクロトロン

軌道、ワイル点、軌道上のスピン偏極方向の模式図。

(b) 量子振動の周波数の磁場方位依存性。図中のイラスト

はそれぞれの磁場方位におけるフェルミ面とサイクロト

ロン軌道の模式図。

－15－

ロングパルス磁場を用いた高分解能輸送測定三田村裕幸，松尾晶，藤代有絵子 1，MaxHirschberger2，

徳永将史，金道浩一，金澤直也 1，十倉好紀 1,2

東大物性研，東大工 1，理研 CEMS2

HighresolutiontransportmeasurementsinlongpulsedmagneticfieldsH.Mitamura,A.Matsuo,Y.Fujishiro1,M.Hirschberger2,

M.Tokunaga,K.Kindo,N.Kanazawa1,Y.Tokura1,2

ISSPUTokyo,Dept.ofAppliedPhys.UTokyo1,CEMSRIKEN2

Keywords：longpulse,transport,Hallresistivity

カイラル磁性体 Mn(Si-Ge)は多彩なトポロジカル磁気構造により変化に富んだトポロジカルホール効果を示すことが注目されている。この物質のホール抵抗には、

このほかに「磁場に比例する正常ホール効果」と「磁化に比例する異常ホール効果」

が含まれており、これらを差し引いた残りとしてトポロジカルホール効果を評価す

る必要がある。近年、数値位相検波法の導入により輸送特性の測定技術は格段に向

上し、通常の非破壊パルス（通称ミッドパルス／パルス幅 36 msec 程度）磁場中でも数 10µΩ 程度の分解能が実現しており、多くの純良金属試料の磁気抵抗が実際に測れるようになった。しかしながらこの物質の強磁場中でのホール抵抗を定量的な

議論に耐えるレベルで測定するとなるとまだまだ難しい。そこで我々は、フライホ

イールを用いた非破壊型長時間パルス（通称ロングパルス）磁石によるパルス幅 1 sec・最大磁場 30 Tの磁場掃引下で、長時間のデータ積算により従来よりも S/N 比の高い測定を試みた。用いた電流の変調周波数は 10 kHzで振幅は 200 mAp-p程度で、

また、レコーダーのサンプリングレートは 200 kS/sec である。正負両磁場での測定をそれぞれ行い、

互いに差し引く

ことで縦抵抗成

分を除去した。

これにより数 µΩ程度の高分解能

でホール抵抗を

測定することに

成功した（図１

参照）。 我々は複数試

料の同時測定に

おいても信号の

混信を回避し成

功させている。

ま た 、 最 高 磁

場・垂直分解能

共にまだまだ伸

び代があり、こ

の測定技術は今

後様々なテーマ

に対しての利用

が考えられる。

図１ MnSi0.8Ge0.2の各温度におけるホール抵抗測定の結果。

－16－

KASHIWA II, 1000 T クラス超強磁場発生装置の現状と将来 嶽山正二郎, 中村大輔，池田暁彦，澤部博信, 松田康弘

東京大学物性研究所

KASHIWA II, 1000 Class Ultra-High Magnetic Field Generator, The State-of-the-Art and Future

S. Takeyama, D. Nakamura, A. Ikeda, H. Sawabe, Y. H. Matsuda

The Institute foe Solid State Physics, University of Tokyo

Keywords：1000 Tesla, electromagnetic flux compression

2011 年に始まる文科省最先端研究基盤事業「次世代パルス最強磁場発生装置の整備」計画

にて物性研研究所附属国際超強磁場科学研究施設で整備してきた 1000 テスラ級電磁濃縮超

強磁場発生装置が 2018 年 1月に完成。コンデンサ電源の仕様として、充電電圧 50kVと

し,0.5MJ 超高速コンデンサ•モジュールが４セットの 2MJ(コンパクト- EMFC1)と１０セ

ットの 5MJ(Kashiwa II-EMFC2)の主電源を設置した。それぞれのモジュールから高電圧•電

流ケーブル 192 本と 480本を束ねる集電板、超強磁場を発生させる超強磁場発生装置部、

それら全体を取り囲む防爆ハウスからなる。これらに加えて種磁場発生用コンデンサ電源部

(20kV 充電電圧、0.5MJx4 モジュール=2MJ)から

全体を構成する。電源部は全て米国の L3パルスサ

イエンス社製で輸入した。集電板部と負荷コイルク

ランプ部へのインピーダンス低減を緻密にデザイン

した。負荷コイルから見た電源の内部インピーダン

スも極力小さくした。電源部と負荷のインピーダン

ンス整合をより正確に合わせることにより、電源か

ら負荷コイルへのエネルギー伝達効率の大幅な向上

を実現した。コンパクト-EMFC は、Kashiwa II-EMFC の開発のためのテスト機として用い、将来

は、500 テスラ程度の磁場発生と物性計測の簡便性

と汎用性に重きをおいた使い方とし、一方、

Kashiwa II-EMFC（1000 テスラ以上）では、磁場の

ピークを狙った実験に使用する。コンパクト-EMFCにて 1MJ のエネルギー投入にもかかわらず 450 T も

の超強磁場が得られるなど驚異的な磁場発生効率の

改善が見れた。最近、Kashiwa II-EMFC では 3.2 MJ のエネルギー投入で 1200 T の磁場発生

に成功し室内実験最高磁場発生として世界 各国で話題になっている（図参照）[1]。既に、

これらの装置では、極低温での磁気光学ファラデー回転実験での磁化測定(CuCrO2、

CuCr2O4、SrCr9Ga12-9O19)、ファイバーブラッググレーティングを利用した磁歪測定

（LaCoO3、CaV4O9）、RF 高周波電気伝導測定(FeSi)、赤外分光測定(VO2)、電磁誘導法によ

る磁化測定（LiInCr4O8）などで成果が出つつ有る。Kashiwa I-EMFC という日本独自で世界

に無類の本装置を世界戦略の中でどのような位置付けで使って行って欲しいかを提案する。 • [1] D. Nakamura, A. Ikeda, H. Sawabe, Y. H. Matsuda, S. Takeyama, “Record indoor magnetic field

of 1200 T generated by electromagnetic flux-compression”, Review of Scientific Instruments 89, 095106 (2018), DOI：10.1063/1.5044557 https://spectrum.ieee.org/nanoclast/semiconductors/nanotechnology/magnetic-field-record-set-with-a-bang-1200-tesla (96 万回視聴)

1コンパクト（簡易）電磁濃縮装置は簡便性を重視してコイル周りを設計した。2メインの（主）電磁濃縮装置であるが、1999年物性研柏移転のとき更新されたニチコン社製

(40kV,5MJ)ものを KashiwaI とした。

－17－

サイクロトロン共鳴による量子ホール系の研究  今中 康貴  

物質･材料研究機構  

Cyclotron  resonance  in  quantum  Hall  systems  Y.  Imanaka  

National  Institute  for  Materials  Science  

Keywords：Cyclotron  resonance,  quantum  Hall  effect,  Terahertz  

強磁場下での物性研究において、ミリ波やサブミリ波、テラヘルツ波領域の研究

が電子物性研究に果たしてきた役割は大きく、日本で３０年以上も前から半導体や

グラファイト、ビスマスなどで遠赤外領域の磁気光学研究が強磁場下で行われてき

たことは特筆すべきことである。さらに近年コヒーレントなテラヘルツ光源でもあ

るテラヘルツ時間領域分光の登場もあり、今後強磁場下でのテラヘルツ分光測定は

ますます重要になるものと思われる。 我々はこれまで定常強磁場とフーリエ分光器やミリ波ベクトルネットワークアナ

ライザなどのミリ波〜テラヘルツ波帯の装置とを組み合わせ、半導体二次元電子系、

特に量子ホール効果を示す高移動度の様々な半導体試料に対して、サイクロトロン

共鳴の測定を行ってきた。サイクロトロン共鳴の測定自体は、その共鳴周波数（磁

場）からキャリアの有効質量、さらには相互作用を明らかにすることが主目的であ

るが、実際にはその線幅からキャリア移動度、共鳴吸収の面積からキャリア密度が

求めることができるので、光（高周波）を使った輸送パラメーター測定とも言え、

直接的な輸送測定が難しい場合の非接触手法という観点から使うこともできる。 こうした観点で我々はサイクロトロン共鳴を GaNや InGaNなどのパワーデバイス材料やオプトエレクトロニクス材料の物性評価に利用しており、図はその際得られ

た窒化ガリウム（GaN）のヘテロ構造試料のサイクロトロン共鳴の実験結果である。

これはサブミリ波光源を使ってのデータであるが、10,000cm2/Vs 程度比較的高い移

動度を反映したサイクロトロン共鳴吸収が低磁場領域で観測されるとともに、強磁

場領域で透過光の振動現象が観測される。こうした磁気透過の振動現象は二次元電

子濃度が比較的高い場合にはっきりと観測される。また挿入図はこの振動周期を磁

場の逆数でプロットしたものであるが、磁気輸送測定で得られる SdH 振動の振動周

期と一致しており、二次元電子濃

度が n〜1013cm-2にせまる高い濃度

であることがサイクロトロン共鳴

の測定より明らかとなった。

こうした高い電子濃度の磁気透

過測定はバルクでは難しく、薄膜

試料ならではであるが、プラズマ

振動数が高くなることで単なる物

性評価というだけでなく、磁気光

学的にも多彩になり興味深い。

今回更にテラヘルツ領域でのサ

イクロトロン共鳴測定を種々の高

電子濃度の二次元電子系試料に対

して詳細に行ったので、その成果

について報告を行う。

－18－

パルス強磁場下でのシングルパルステラヘルツ時間領域分光法の開発と、

ハイスピードカメラを用いたイメージング 木下 雄斗， 徳永 将史

東京大学物性研究所

Development of Single-shot Terahertz time-domain spectroscopy and imaging using a high speed camera in pulsed magnetic field

Y. Kinoshita, M. Tokunaga

ISSP

Keywords：テラヘルツ分光, イメージング

【本文】

0.1～10 THzの周波数帯を表すテラヘルツ領域には、格子振動、分子振動、マグノ

ンといった種々の固有モードが多く存在しており、本領域の分光研究は非常に重要

である。特に最近では、マルチフェロイック物質におけるエレクトロマグノン[1]や、

トポロジカル絶縁体における輸送現象の研究[2]など、強磁場下におけるテラヘルツ

分光が注目されている。テラヘルツ分光にはテラヘルツ時間領域分光法(Terahertz

time-domain spectroscopy: THzTDS)が一般的に用いられる。しかしながら、通常の

THz-TDS の手法では測定時間は数秒～数分程度のオーダーであり、定常磁場では実

現できないような強磁場を発生できるパルス磁場下で測定を行うことが困難であっ

た。この観点から、高強度のレーザーを用いたシングルパルスでのテラヘルツ分光

法が最近開発され、パルス磁場下での実験も実現されている[3]。しかしながら、先

行研究で用いられている磁場は最大でも 30 T程度であり、また 1回の測定時間がミ

リ秒スケールのため、パルス磁場中のある一点での測定にとどまる。そこで、本研

究では過去に報告されているシングルパルスでのテラヘルツ分光法をさらに発展さ

せ、光源に高繰り返しのレーザーを用いることで 1 回の測定時間をサブミリ秒以下

に短縮し、パルス磁場中の各磁場値で連続的に測定可能なシングルパルスでのテラ

ヘルツ時間領域分光法開発を行っている。講演では、測定系開発の現状と今後の展

望について発表する予定である。

また、我々のグループではハイスピードカメラを用いることで、ミリ秒スケール

のパルス強磁場下でおこる変化を直接顕微鏡で観察する世界唯一のシステムを保有

している。これを用いると、磁性形状記憶合金における磁場誘起構造相転移や、マ

ンガン酸化物における電荷・軌道秩序の磁場融解など強磁場下で生じる物質の対称

性の変化を光学イメージとして観測できる。また、面内に磁化しているガーネット

のセンサ膜を磁性試料に置き、磁性試料の磁化によるセンサ膜の磁化変化を磁気光

学効果による入射光の偏光回転を利用して検出することで磁気ドメインのイメージ

ングも可能である。さらに、ハイスピードカメラは 12 ビットの諧調を有するので、

本システムで得られた画像を解析することで磁化成分の定量的な議論も可能である。

発表では、本システムを用いて観測したパイロクロア酸化物のドメイン変化や、磁

気センサ膜を利用した、超伝導体における臨界状態の可視化などの結果について紹

介する。

[1] U. Nagel et al., Phys. Rev. Lett. 110, 257201 (2013).

[2] L. Wu et al., Science 354, 1124 (2016).

[3] G. T. Noe II et al., Opt. Exp. 24, 30328 (2016).

－19－

二層グラフェンの上部バンドに関するサイクロトロン共鳴測定 竹端寛治, 今中康貴, 金子智昭, 関根佳明 1, 高村真琴 1,日比野浩樹 2

物材機構，NTT物性基礎研 1，関西学院大学 2

Cyclotron resonance on higher-energy band of epitaxial bilayer graphene K. Takehana, Y. Imanaka, T. Kaneko, Y. Sekine1, M. Takamura1, H. Hibino2

National Institute for Materials Science, NTT Basic Research Laboratories1, Kwansei Gakuin Univ.2

Keywords：二層グラフェン, サイクロトロン共鳴, 上部バンド

二層グラフェンにランダウ準位は単層グラフェンとは異なる特徴的な磁場・ラン

ダウ指数依存性を示すが、そのサイクロトロン共鳴(CR)測定はこれまで劈開試料[1] において研究されているのみで試料が微細(数十㎛程度)であることから詳細な測定

は行われていない。また、二層グラフェンにおける上部バンドは電荷中性点より約

0.4 eV 離れており高濃度の電荷誘起が必要なため、その輸送現象に関する研究は数

少なく詳細は分かっていない[2,3]。 我々は、イオンゲルゲートを用い高濃度に電荷密度を制御しつつ強磁場下で遠赤

外領域分光測定を行う測定技術を開発し、SiC 上成長大面積二層グラフェンに関し

てフェルミエネルギーを幅広い範囲で制御しながら CR 測定を行った。図にイオン

ゲルゲートに Vg = 0 V、および Vg = -1.2 V を印可した場合の CR スペクトルを示す。

Vg = 0 V では 1 成分の CR が観測されるのに対し、Vg = -1.2 V ではそれに加えて高エ

ネルギー側に新たな CR 吸収が現れた。同時測定している輸送現象測定からも Vg = 0 V では 1 成分の Shubnikov-de Haas (S-dH)振動を観測する一方、Vg = -1.2 V で

はそれに加えて周期の異なる S-dH振動

が新たにもう１成分出現した。これら

の結果から、Vg = -1.2 V のゲート電圧

印可によりフェルミレベルがホール側

上部バンドまでシフトしたことで、上

部バンドに起因する CR および S-dH 振

動が新たに観測されたと考えられる。

また、CR および S-dH の実験結果か

ら、上部バンドの CR 吸収は最低次ラ

ンダウ準位間遷移に依るものと同定さ

れており、理論計算[4]と比較の結果、

定量的にもよく合っている。 講演では、サイクロトロン共鳴より

求まる有効質量と S-dH振動からの有効

質量および理論計算[5]との差異につい

ても議論を行う予定である。 References [1] E.A. Henriksen et al., Phys. Rev. Lett. 100, 087403 (2008). [2] D.K. Efetov et al., Phys. Rev. B 84, 161412(R) (2011). [3] J. Ye et al., Proc. Natl. Acad. Sci. 108, 13002 (2011). [4] M. Koshino and T. Ando, Phys. Rev. B 81, 195431 (2010). [5] T. Ando and M. Koshino, JPSJ 78, 034709 (2009).

図. 二層グラフェンにおける Vg = 0 V、お

よび Vg = -1.2 V 印加時のサイクロトロン共

鳴スペクトル。

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YBa2Cu3O7ナノコンポジット薄膜の磁束ピンニング Vortex Pinning in YBa2Cu3O7 Nanocomposite Films

堀出 朋哉，松本 要 1，淡路 智 2

九州工業大学 1，東北大学金属材料研究所 2

T. Horide, K. Matsumoto1，S. Awaji2

Kyushu Inst. Technol1, Tohoku Univ. IMR2

Keywords：YBa2Cu3O7, pinning, nanorod

YBa2Cu3O7薄膜線材の高性能化に向けて臨界電流密度(Jc)の向上が求められる。YBa2Cu3O7

薄膜の Jc は磁束ピンニングにより決まっており、磁束ピンニングセンターを導入すること

が Jc向上に効果的である。YBa2Cu3O7＋BaMO3(M=Zr, Sn, Hf etc.)ナノコンポジット薄膜では

BaMO3 が膜厚方向に成長しナノロッドが形成される。BaMO3 ナノロッドは有効なピンニン

グセンターであり、Jc向上に大きく寄与してきた。図 1 に YBa2Cu3O7+BaMO3ナノコンポジ

ット薄膜において Jc に影響するパラメータを長さスケールの観点から整理した。このよう

なマルチスケールパラメータが複雑に影響してナノコンポジット薄膜の Jc が決まっている。

ナノロッドの開発当初からナノロッドのサイズ、間隔、長さというナノスケールのパラメー

タが制御されてきたが、最近では界面やマトリックス構造も特性制御に重要な因子であるこ

とが議論されている[1]。今後さらなる Jc 制御に向けたナノコンポジット構造のデザインに

向けて、これらのマルチスケールパラメータが Jc 機構に及ぼす影響を理解することが求め

られる。そこで本研究ではナノコンポジット構造を制御した薄膜において、広範囲の温度、

磁場に対して Jc特性の評価を行い、Jc機構におけるマルチスケール構造それぞれの効果を議

論することを目的とする。

試料作製にはパルスレーザー蒸着を用いた。混合ターゲット(YBa2Cu3O7+BaSnO3、

YBa2Cu3O7+BaZrO3、YBa2Cu3O7+BaHfO3)を用いて YBa2Cu3O7 薄膜にナノコンポジット構造

を作製した。YBa2Cu3O7 ナノコンポジット薄膜を透過型電子顕微鏡(TEM)、X 線回折を用い

て構造評価を行った。図 2に YBa2Cu3O7＋BaSnO3ナノコンポジット薄膜の TEM写真を、ナ

ノコンポジット構造の一例として示す[2]。このようなナノコンポジット構造においてマル

チスケールパラメータを系統的に変化させた。Physical Property Measurement System(PPMS、

九工大)および東北大金属材料研究所 20T 超伝導マグネットを用いた電気特性評価装置を用

いて、作製したナノコンポジット薄膜の Jc 特性と不可逆磁場特性を測定した。構造および

特性の結果をもとに YBa2Cu3O7 ナノコンポジット薄膜においてマルチスケール構造が磁束

ピンニング特性に及ぼす影響を議論する。

参考文献 [1] T. Horide et al. ACS Nano 11, 1780 (2017) [2] T. Horide et al., Appl. Phys. Lett. 108,

082601 (2016)

図 1 Jcに影響を及ぼすマルチスケール構造 図 2 ナノコンポジット薄膜の TEM像[2]

－21－