8/3 10:30-11:00
招待講演
コレステリックブルー相の電気光学効果（九大先導研 1，九大総理工 2）菊池 裕嗣 1, 崔 玹碩 2, 樋口 博紀 1

【はじめに】
コレステリックブルー相（以下単にブルー相と称する）は従来液晶ディスプレイ材料として用いられてきたネマチック液晶に対して 10 倍以上高速の応答を示し、液晶分子の初期配向を必要としないなどの優位性を有するため次世代液晶ディスプレイ材料として期待されている。しかしながら、ブルー相の物性には未知のことが多く、ブルー相をディスプレイ材料として実用化するためには、その基礎的な物性を詳細に正しく理解する必要がある。そこで、ブルー相の物性を支配するパラメータの 1 つであるらせんピッチを種々変化させたブルー相
および高分子安定化ブルー相を調製し、電気光学効果の大きさや応答速度に与える影響について実験的に検討した。
【結果と考察】ブルー相を形成する母液晶としてフッ素系混合物 JC1041XX(Chisso Corp.)と 4-cyano
4’-pentylbipheny（5CB）を用いた。分子配列にねじれ構造を誘起させるために HTP(HelicalTwist Power)が大きい Chiral Dopant, ISO-(6OBA)2 を各々添加し、Chiral Dopant の質量比を 変 化 さ せ て ら せ ん ピ ッ チ が 異 な る 試 料 を 調 製 し た 。 厚 さ 約 12 〜 15m の In Plane
Switching(IPS)Cell に試料を注入し、試料の相挙動を偏光顕微鏡と分光光度計を用いて確認した。ブルー相の格子定数およびらせんピッチは分光光度計から測定された Bragg 反射の波長から計算した。電気光学特性を評価するために光ス
イッチング測定装置を使って其々ブルー相の温度の条件で行った。
ブルー相の示す電気光学 Kerr 効果の Kerr 係数とその応答時間は理論的にはブルー相のキラルピッチの 2乗に比例すると報告されている。しかしながら、今回の測定では Kerr 係数はらせんピッチの約 3 乗に比例することが見出された。応答時間については電場強度によって異なる挙動を示したため、その構造変化の違いによって局所的ダイレクターの再配向とブルー相の格子構造が電場によって変形する電気歪みの２つの領域に分けて測定を行った。その結果、局所的ダイ
レクターの再配向の応答時間はらせんピッチの約 0.5乗、電気歪みの応答時間はらせんピッチの約 3 乗に比例することが明らかとなった。

図 1．(a) Kerr 係数とらせんピッチの関係、(b) BPII の応答速度とらせんピッチの関係【参考文献】(1)H. Kikuchi, Structure and Bonding, Springer-Verlag, Berlin Heidelberg, Vol. 128,
99-117(2008).
(2) H. Choi, H. Higuchi and H. Kikuchi, Soft Matter, 7(9), 4252-4256(2011).
(3) H. Choi, H. Higuchi and H. Kikuchi, Appl. Phys. Lett., 98, 131905(2011).

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(1) T. Tashiro, Y. Kondo, K. Hiraoka, Macromol. Rapid. Commun., 2010, 31, 1948.

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Gennes, Physica A, 1999, 271, 231. T. Koga and F. Tanaka, Eur. Phys. J. E, 2005, 17, 225.
(2) Y. Okumura and K. Ito, Adv. Mater., 2001, 13, 485(3) K. Kato, H. Komatsu and K. Ito, Macromolecules, 2010, 43, 8799.

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Figure1. The shape of void inelastic composite body, if thefiller is located in parallel withߦု⋥ߥ႐วߩࡏࠗ࠼ߩ᭽ሶߢ޽ࠆ‫(ޕ‬KIWTG࡮(KIWTG ߢ

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ߦୃ㘼ಣℂࠍᣉߒࡑ࠻࡝࠶ࠢࠬߣߩⷫ๺ᕈࠍ㜞߼ߚ႐ว‫ޔ‬
૗߽ಣℂߒߥ޿႐วߣᲧߴߡ‫↢ߩ࠼ࠗࡏޔ‬ᚑ߇ᛥ೙ߐࠇࠆ
߇‫৻ޔ‬ᐲࡏࠗ࠼߇ߢ߈ࠆߣߘߩ㕙Ⓧ߇િᒛᣇะߦะ߆ߞߡ
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ࠊ߆ߞߚ‫⚿ߩࠄࠇߎޕ‬ᨐ߆ࠄ‫⴫ߩ࡯࡜ࠖࡈޔ‬㕙ୃ㘼ߩ㆑޿ߦࠃߞߡ↢ߓࠆࡈࠖ࡜࡯࡮ࡑ࠻࡝࠶ࠢࠬ⇇㕙ߩᝄࠆ⥰޿ߩ㆑޿㧔ࡏࠗ࠼ߩ↢ᚑ࡮ᚑ㐳㧕ߦߟ޿ߡ‛ℂ⊛ߦ᣿ࠄ߆ߦߥ
ࠅߟߟ޽ࠆ‫ޔߪߡ޿ߟߦ⚦⹦ߩࠄࠇߎޕ‬ᒰᣣႎ๔ߔࠆ‫ޕ‬‫ޣ‬ෳ⠨ᢥ₂‫ޤ‬ H. Saito et al., Polym. Prepr. Jpn, 59, No.1, 950, 2010 

Figure2. The shape of void in Y. Aoyanagi and K. Okumura, J. Phys. Soc. Jpn,78, No.3,

elastic composite body, if the

pp034402 1- 5, 2009

filler is located in vertical with

 Y. Aoyanagi and K. Okumura, Phys. Rev. E 79, 066108, 2009

extension direction.

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8/3 13:30-14:00
招待講演
薄いセルに閉じ込めたキラル液晶が形成する種々の配向欠陥構造（産業技術総合研究所）福田順一【はじめに】
	  コレステリックブルー相は，強いキラリティを持った液晶が示す興味深い３次元秩序相の１つであり，２重ねじれとよばれる配向構造と線欠陥が複雑に配置している [1]．コレステリ
ックブルー相に関するこれまでの研究は，ほとんど全てがバルクの性質を対象としているが，液晶を薄いセルなどに閉じ込めた場合，空間的な拘束をもたらす表面のアンカリングにより，バルクとは異なる秩序構造が形成されることが期待される．本研究では，２枚の平行平板によって空間的に拘束されたキラル液晶の配向，および位相欠陥の構造を数値計算によって調べ，これまでの液晶系では理論的にも実験的にも議論されたことがないと見られる秩序構造が生じる可能性を見いだした [2-4]．
【結果と考察】	  液晶の配向秩序を 2 階のテンソルで記述する Landau-de Gennes 理論に基づいて，液晶の弾性エネルギーと平行平板の表面のアンカリングのエネルギーを最小化する配向秩序，プロファイルを数値的に求めた．温度，系の厚さ，アンカリングの条件を変えることで，様々な欠陥構造が生じる．図にいくつかの欠陥構造の例を示す．表面が平行アンカリングを課し，かつ系の厚さが自然なコレステリックピッチと不整合な場合は，環状の欠陥を形成すること
でそのフラストレーションを緩和する（図左）[3]．また表面が垂直アンカリングの場合は，系が比較的厚い場合は欠陥の２重らせん（図中）など，薄い場合には６回対称性を持った構造（図右）が生じる．特に後者は，元々素粒子の分野で提唱され，近年凝縮系の分野でその役割が注目を集めている Skyrmion 構造からなる格子と解釈することができる[4]．
	  ここで示した結果は，バルクの秩序構造と表面アンカリングとの間のフラストレーションの結果として生じると考えられる．本研究は，そのようなフラストレーションがこれまでに知られていない新たな秩序構造をもたらす可能性を明らかにしたと言える．
【参考文献】[1] D.C. Wright and N.D. Mermin, Rev. Mod. Phys. 61, 385 (1989).
[2] J. Fukuda and S. Žumer, Phys. Rev. Lett. 104, 017801 (2010); Liq. Cryst. 37, 875 (2010).
[3] J. Fukuda and S. Žumer, Phys. Rev. Lett. 106, 097801 (2011).
[4] J. Fukuda and S. Žumer, Nature Communication 2: 246 (2011) DOI: 10.1038/ncomms1250 .

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8/3 14:00-14:20
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Fig.1 Apparatus of flowing
thin liquid layer
Interference Flow Imaging, FIFI㸧࡜ྡ௜ࡅࡓ 1ࠋࡉࡽ࡟ࠊᾮయࡢ ෆ 㒊 ᵓ 㐀 ࢆ ㉮ ᰝ ᆺ 㢧 ᚤ ග ᩓ ஘ 㸦 Scanning
Microscopic Light Scattering, SMILS㸧ࢆ⏝࠸࡚ゎᯒࡍࡿ 2ࠋ࠙ᐇ㦂ࠚ ⏺㠃άᛶ๣㸦ࢻࢹࢩࣝ࣋ࣥࢮࣥࢫࣝ
࣍ࣥ㓟 SDBS㸧ࢆ 2wt%ྵࡴ⁐ᾮࢆ Fig.1 ࡟♧Fig.2 Turbulence of thin liquid layer. Theࡋࡓ⿦⨨࡟ὶࡋ࡚ࠊὶືࡍࡿⷧ࠸ᾮయᒙࢆࡘࡃ
images are taken at (a) 2wt% SDBS,(b) 0.003wt%
ࡿࠋࡑࡢᣲືࡣ㞀ᐖ≀࡛సࡿ஘ὶ࡛ኚ໬ࡉࡏࡿࠋ PEO added, (c) 0.003wt% HPC added solution forࡇࡇ࡟࣏࢚ࣜࢳࣞࣥ࢜࢟ࢩࢻ
a mean velocity around 130 cm/s .
6
㸦PEO, Mw=3,510 㸧ࡸࣄࢻࣟ࢟ࢩࣉࣟࣆࣝࢭ࣮ࣝࣟࢫ㸦HPC,
Mw>1.0106㸧ࢆ 0.003wt%ῧຍ
ࡋࠊ஘ὶࢆ⏬ീࢹ࣮ࢱ࡜ࡋ࡚ྲྀᚓ
ࡋࠊ⏬ീゎᯒ࡟౑⏝ࡋࡓ㸦Fig.2㸧ࠋࡉࡽ࡟ PEO ࡸ HPC ࡢࡳࢆྵࡴỈ⁐ ᾮ ࡜ ࠊ PEO ࡸ HPC ࠾ ࡼ ࡧ
SDBS ࢆྵࡴỈ⁐ᾮࡢෆ㒊ᵓ㐀ࢆ
SMILS ࡛ ᐃࡋࠊPEO ࡸ HPC
Fig.3 Distributions related to Velocityࡢ⁐ᾮ୰࡛ࡢᣲືࢆ᳨ウࡋࡓࠋ࠙⤖ᯝ࡜⪃ᐹࠚ Fig.2 ࡟♧ࡋࡓࡼ࠺࡟ࠊⷧ࠸ᾮయᒙࡀసࡿ஘ὶࡣ PEO ࡸ HPC ࡢῧຍ࡟ࡼ
ࡾኚ໬ࡍࡿࠋ≉࡟ PEO ࡟ࡼࡿኚ໬ࡣⴭࡋࡃࠊ஘ὶ୰ࡢ ࡀᔂࢀ࡚࠸ࡿࡇ࡜ࡀࢃ࠿ࡿࠋࡇࢀࡽ
ࡢ஘ὶ⏬ീࢆ⏬ീゎᯒࡋࠊⷧ࠸ᾮయᒙࡢ㏿ᗘศᕸ࡟ᑐᛂࡍࡿ್ࢆồࡵࡓࠋࡍࡿ࡜ࠊSDBS ࡢࡳࢆྵࡴ⁐ᾮࠊHPC ῧຍ⁐ᾮࠊPEO ῧຍ⁐ᾮࡢ㡰࡛ศᕸࡀ⊃ࡲࡗࡓ㸦Fig.3㸧ࠋSMILSᐃࡢ⤖ᯝ࠿ࡽࡣࠊPEO ࡛ࡣ SDBS ࡢᏑᅾࡀὶయຊᏛⓗ༙ᚄࢆ኱ࡁࡃኚ࠼ࡿࡇ࡜ࡀࢃ࠿ࡗࡓࠋ
ᡃࠎࡣ஘ὶ୰࡛ࡢ㧗ศᏊࡢຠᯝⓗ࡞ఙ⦰ࡀⷧ࠸ᾮయᒙࡢᣲື࡟ᙳ㡪ࢆ୚࠼ࡿ࡜ண᝿ࡋ࡚࠸ࡿࠋ
࠙ཧ⪃ᩥ⊩ࠚ(1)R. Hidema et al., Experiments in Fluids., 49, 725-732 (2010)(2) ᪥ฟ㛫ࡿࡾ, ྂᕝⱥග, ᪥หᕤᴗฟ∧ࣉࣟࢲࢡࢩࣙࣥ, ᕤᴗᮦᩱ, 59, 69-73 (2011)㻯㼛㼜㼥㼞㼕㼓㼔㼠㻔㼏㻕㻌㻌䝋䝣䝖䝬䝍䞊◊✲఍㻌㻭㼘㼘㻌㻾㼕㼓㼔㼠㼟㻌㻾㼑㼟㼑㼞㼢㼑㼐㻚

8/3 14:20-14:40
和周波発生法に基づく(高分子/異種固体)界面の凝集構造評価（1 九大院工、2 九大院統合新領域、3 産総研）
藤井義久 1、鶴田博文 1、甲斐直樹 2、森田裕史 3、田中敬二 1,2【はじめに】近年、高分子科学において表面・界面の構造とダイナミクスが注目を集めている。これまで、高分子表面の構造とダイナミクスに関しては多くの事実が集積され、明らかになりつつある。しかしながら、異種固体界面における高分子の構造とダイナミクスに関してはほとんど検討されていない。本研究では、和周波発生(SFG)分光測定に基づき異種固体界面における分子鎖の凝集状態を検討することを目的とする。SFG 分光測定では、励起光および SFG 光の偏光状態を組み合わせることで、界面における官能基の配向状態を評価できる。
【実験】試料として、数平均分子量が 54.5k の単分散ポリスチレン(PS)を用いた。PS の内部(バルク)のガラス転移温度(Tgb)は 373 K である。石英プリズム上に溶媒キャスト法により膜を作製し、石英基板で挟み込むことで、(PS/石英)界面を形成した。その後、真空下、24 h、393 K
で熱処理を施した。また、石英プリズムおよび石英基板上にスピンキャスト法を用い PS 膜を調製した後、真空下、393 K で加熱し、膜を融着させた。この場合も PS は石英基板で挟まれている。
石英界面における PS の局所コンフォメーションを SFG 分光測定に基づき評価した。
偏光の組み合わせには ssp(SFG 光: s、可視光: s、赤外光: p)を用いた。スピンキャスト法で作製した膜には、さらに 453 K で 3 h 熱処理を施し、局所コンフォメーションの温度依存性についても評価した。
【結果と考察】Figure 1 は溶媒キャスト法およびスピンキャスト法により作製した PS 膜のSFG スペクトルである。3000~3100 cm−1 に観測されたフェニル基由来のピークは溶媒キャス
ト膜では観測されなかったが、スピンキャスト膜では明確に観測された。スピンキャスト膜
は製膜過程において面内方向に応力が生じるため、溶媒キャスト膜と比較して、配向しやすい。バルク中に存在する分子鎖は Tgb 以上である 393
1.
2.

K で 24 h 熱処理を施すと緩和する。しかしながら、する分子鎖は緩和出来ない。1)以上の理由により、ス
ピンキャスト膜では分子鎖の配向に伴う、フェニル基の配向が観測されたと考えられる。スピンキャス
ト膜にさらに高温の 423 K で熱処理を施しても、フェニル基の由来のピークは観測された。したがって、

SFG signal / a.u.

界面における Tg は Tgb より高いため、界面近傍に存在

3.

3

2

最界面における PS の Tg は 423 K より高いと結論でき、
分子鎖熱運動性が界面では抑制されることとよく対応した。界面におけるフェニル基の配向状態の詳細については当日議論する。
【参考文献】
1) K. Tanaka et al., J. Phys. Chem. B, 113, 4571 (2009).

ssp

solvent-castspin-coatannealed at 393 K
spin-coatannealed at 453 K

phenylregion
1

2800

2900

3000

3100

Wavenumber / cm−1
Figure 1. SFG spectra for PS films with ssp
polarization combination prepared bysolvent-cast and spin-coating methods,
respectively.

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8/3 14:40-15:00
単一高分子鎖のコンホメーション評価を実現する超解像光学顕微鏡の開発（京大先端医工） 青木 裕之
ソフトマターの物性を理解する上で、個々の分子の振る舞いを直接的に実空間で観察することが可能となれば、有力な情報を与えるものと期待される。蛍光ラベル法はバルク内の単一分子観察を行う上で最も有効な手法であり、これまでに蛍光イメージングによる DNA 一分子についての研究が数多く報告されている。しかしながらポリスチレンなどの合成高分子は、そのサイズが10–100 nm 程度であるため、回折限界によって空間分解能が 200 nm に制限された従来の蛍光顕微鏡で評価することは不可能であった。我々は新規な蛍光観察法を高分子の単一分子計測に適用することで、高分子鎖の振る舞いを直接評価することを目的としている。本発表では近年注目を集めている超解像光学技術による単一高分子鎖のコンホメーション高分解能評価について紹介する。
蛍光イメージングにおいては、観察対象に導入された蛍光分子からの蛍光を検出して顕微鏡観察を行うが、ここですべての蛍光分子を同時に画像素子に結像すると回折限界以下の距離情報は得られない。
しかし視野内にただ一つの分子しか観察されなければ、その位置を数 nm の精度で決定できる。そのため観察対象をラベルしている複数の色素分子を一個ずつ逐次観察してゆくことで全分子の位置を高精度で決定し、その情報を元に画像再構築を行うことで高い分解能で光学像を得ることができる。このような顕微鏡法は Photo-Activated Localization Microscopy(PALM) と呼ばれる。図 1 にその測定法の概略を示す。PALM では試料を、蛍光体・非蛍光体の二つの異性体をとることのできるフォトクロミック色素に Figure 1.
Schematic process of the PALM
よってラベルする。始めに試料に導入した全ての分 measurement.
子を非蛍光性状態とした後、紫外光照射によってその中の一個のみを蛍光状態に活性化し、その蛍光顕微鏡画像 (C) から分子の位置を記録する (D)。観察された分子を非蛍光状態にした後に、再び紫外光を照射して別の分子を蛍光性として観察 (E)、その位置座標を得る (F)。これを全ての分子について繰り返すことで、高分解能の再構築画像を得ることがで Figure 2. PALM images of single PBMA chains.
きる (L)。その空間分解能は分子の位置決定精度に

The resolution of the reconstruction image is 15 nm.

よって決まるため、回折限界よりも一桁以上高い分解能を得ることができる。
試料としてポリブチルメタクリレート (PBMA) を用い、その側鎖のうち 0.8 %をフォトクロミッ
ク色素であるローダミンアミド誘導体によってラベルした (Mn = 2.2 × 106 )。これを蛍光ラベルしていない PBMA 中に分散して PALM による測定を行った。図 2 に示すように個々の PBMA 鎖が明瞭に観察されており、その空間分解能は 15 nm であった。
超解像光学顕微鏡は高分解能で単一高分子鎖の直接観察を可能にする新たな手法であり、分子レベルにおけるソフトマターの構造とダイナミクスを実験的に研究する上で有力な手段の一つとなるものと考えられる。

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8/4 9:00-9:30
招待講演
Lamellar Bilayers as Reversible Sacrificial Bonds to Toughen Hydrogel
Md. Anamul Haquea, Takayuki Kurokawab, and Jian Ping Gongbab

Graduate School of Science, Hokkaido University, Sapporo 060-0810, Japan

Faculty of Advanced Life Science, Hokkaido University, Sapporo 060-0810, Japan

A novel anisotropic hydrogel with a unidirectionally aligned membrane-like lamellar bilayer structureof macroscopic size is synthesized in a one-pot polymerization reaction from a polymerizablesurfactant (dodecylglyceryl itaconate:DGI) and acrylamide in presence of a crosslinker. Prior to thepolymerization, by applying shear flow
to the precursor solution, thousands of8

thesubstratesurface.

lamellarbilayers

periodicallyandPolymerizedareentrapped

stackedintheanisotropy in the elastic modulus, andtuned by the compressive strain over awide wavelength range, which might beused as a soft tactile sensor, that is able
to detect a complicated force field, anddeformation based color display.
The stratified lamellar bilayers not only

2

400

540

500

600

700

wavelength, O (nm)

270

b)

600

Omax (nm)gel, the color of the gel can be reversibly



300

shows one-dimensional swelling, strong

softness and large deformability of the

6
4

H 





0

polyacrylamide network. This hydrogel

beautiful structural color. Owing to the



a)

H>0

H=0

480

240
210

soft layer
hard layer

420
0.0

0.2

d (nm)

are aligned in one direction parallel tointensity (a.u)

lamellar bilayers of self-assembled DGI

180
0.4

0.6

strain, H (mm/mm)
Figure 1. a) Shift of the gel color from red to blue upon
gradual increasing of compressive strain (right to left)
perpendicular to the lamellar layer and their correspondingreflection spectrum. b) Compressive strain dependence of the
wavelength maximum (max) and lamellar distance (d).

diffract light to exhibit magnificent
structural color, but also serve as a reversible sacrificial bond that dissociate upon deformation andgive rise to the excellent mechanical functions such as high toughness, self-recovery, and persisting
fatigue resistance. Both the molecular dissociation and lipid-like mobile nature of bilayers
dramatically enhance the resistance to crack propagation by suppressing the stress concentration at thecrack tip with the formation of extra-ordinary blunting. The unique toughening phenomena mightallow deep insight into the toughening mechanism of the hydrogel-like soft materials such as
biological soft tissues.
Reference
Md. A. Haque, G. Kamita, T. Kurokawa, K. Tsujii, J. P. Gong, Advanced Materials, 22(45),5110-5114(2010).

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8/4 9:30-9:50
大変形した
大変形した架橋
した架橋ゴムにおける架橋ゴムにおける高次構造形成
ゴムにおける高次構造形成（京大化研 1・ニューヨーク州立大 2）登阪雅聡 1・土岐重之 2・HSIAO, Benjamin. S2

Idef (a.u.)【はじめに】
はじめに】架橋した天然ゴムは強度と大きな伸びを併せ持つため、現代文明に不可欠の素材である。
しかしながら未だに、大変形時に発揮される強度の起源について、明確な答えは得られていない。一因として、小角Ｘ線散乱(SAXS)測定では伸長された試料内の高次構造が蛋白質や酸化亜鉛の散乱により覆い隠され、伸長時の構造解明が困難な事が挙げられる。本研究では、
SAXS の経時変化に着目した差分測定により、伸長を加えられた試料中の構造形成過程を検討した[1]。
【実験】
実験】
植物由来天然ゴムに含まれる蛋白質等からの散乱を避けるため、化学合成された
cis-1,4-polyisoprene を用いた。硫黄、ステアリン酸、酸化亜鉛、加硫促進剤(CBS)を加え、網目鎖密度（ν）の異なる３種類（IR1T, ν = 2.31×10-4 mol/cm3; IR3T, ν = 1.76×10-4 mol/cm3;
IR5T, ν = 1.49×10-4 mol/cm3）の架橋体を作製した。厚さ約 1 mm の試料シートから短冊状の試験片を打ち抜いて実験に用いた。SAXS 測定は米国 NLSL の X27C ビームラインで行った。卓上型の引張り試験器をビームライン上に設置し、クランプ間距離 30 mm の試料を 100
mm/min で変形して所定の伸長比αで 1 時間保持し、その間の二次元 SAXS パターンを記録した。実験は室温および 0 ℃で行った。
【結果と結果と考察】
考察】
伸長比 2.5～6.0 の範囲で得られた SAXS パターンには、いずれも赤道方向に強度の局在が見られ、繊維軸方向に配向した構造の形成が推察された。更に、ごく僅かな変化を検出する
ため、伸長停止直後と一定時間経過後の SAXS パターン間で差分を算出した。得られた差分像の例を図１に示す。差分として検出された値はノイズレベルよりは十分に大きいため、実際の構造形成を反映していると考えられる。図 1 で時間経過と共に大きくなる赤道上の強度は、繊維軸方向に配向した構造が生長している事を示す。同様な挙動は、今回実験した全ての試料に観察された。図 2(c) 4040sec(b) 600sec(a) 60secには差分 SAXS パターンを円環平均した値 Idef を示している。室温で Fig. 1 Differential SAXS images of IR3T stretched
IR が結晶化するのは伸長比 4.5 以 to 2.5 times the original length at 0 °C.
上だが[2]、伸長結晶化の起こらない
0.0045(d) Room temperature
低伸長の場合も配向構造の生長が0.004
顕著に起こっている事が、図 2 から
IR1T, α=3.50.0035
IR3T, α=3.5分かる。この様な生長挙動を示す配0.003
IR5T, α=3.5向構造の実体については、現在検討
0.0025
IR3T, α=4
0.002
中である。
【参考文献】
参考文献】[1] M. Tosaka, et al., J. Polym. Sci.
Part B: Polym. Phys. DOI:
10.1002/polb.22290[2] M. Tosaka, et al., Rubber
Chem. Technol. 77,
711-72377(2004).

IR3T, α=50.00150.001
0.0005
0
1

10

100

1000

10000

100000Elapsed time, t (sec)Fig. 2 Circular integration of the differential SAXS
patterns, Idef, as a function of elapsed time, t atroom temperature.

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8/4 9:50-10:10
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1.0-1.5 ࡢ⠊ᅖ࡛ࣞࢡࢱࣥࢠ࣮࣒ࣗࣛ࢝ࣛࢼ
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Fig. 1 Colr/p2gg phase of H2O/L1b = 1.5: a) texture at
40 °C; b) reconstructed electron density map of theColr/p2gg phase; c) the best fit model and the schematicarrangement of L1b.

(1) K. Kanie, J. Sekiguchi, X. Zeng, G. Ungar, A. Muramatsu, Chem. Commun. 2011, 47, 6885.

㻯㼛㼜㼥㼞㼕㼓㼔㼠㻔㼏㻕㻌㻌䝋䝣䝖䝬䝍䞊◊✲఍㻌㻭㼘㼘㻌㻾㼕㼓㼔㼠㼟㻌㻾㼑㼟㼑㼞㼢㼑㼐㻚

8/4 10:30-10:50
ツイストネマチックエラストマーの形態の選択性と温度依存性（ 京 大 院 工 ） 澤 	  芳 樹 、 ○ 浦 山 	  健 治 、 瀧 川 	  敏 算（ イ リ ノ イ 大 物 理 ） Fangfu Ye（ ケ ン ト 州 立 大 液 晶 研 ） Vianney Gimenez-Pinto、Robin Selinger、Jonathan Selinger【 は じ め に 】 	
  液 晶 ／ ゴ ム の ハ イ ブ リ ッ ド で あ る 液 晶 エ ラ ス ト マ ー (Liquid	
 Crystal	 Elastomers;	
 LCE)は、液晶性とゴム弾性の結合によりマクロな形状（変形）と液晶の分子配向が強く相関するというユニークな特徴をもつ。本研究は、膜の表裏面でダイレクターが連
続的に 90

回転したツイストネマチック配向をもつ LCE(TNE)膜をキラルインプリント法により作製し、リボン状試料の形態に及ぼす温度、幅／膜厚比、ツイスト配向方向の効果について調べ、理論の予測との比較を行った(1)。
【 結 果 と 考 察 】 	
  TNE 膜 の 中 間 層 の 配 向 方 向 が 長 辺(L-geometry)あるいは短辺	
 (S-geometry)と平行になるようにリボン状（長辺約 10	
 mm、短辺 0.23 もしくは 0.76	 mm）に切り出した試料を測定に用いた。また、膜の中間層の配向方向が長辺と短辺のどちらにも平行でないような試料(X-geometry)も測定に用いた。

	  幅(w	
 =	
 0.23	 mm)が狭い L-geometry 試料(w/t	
 =	
 6.5、
t は膜厚)は、中心線周りに捩れた有限のガウス曲率をもつ helicoid の形態を示した(Fig.1 上段)。高温の等方相(367	
 K)では左巻きの helicoid であったが、ネマチック相では冷却にともない捩れが徐々にほどけて、353K では平坦な形態になった。さらに冷却	
 すると、右巻きの helicoid を形成した(330	
 K)。一方、幅が広い L-geometry 試料(w/t	
 =	 2.2)は、中心線がらせん状でありガでガウス曲率がほぼゼロの
spiral	 ribbonの形態を示した(Fig.1 下段)。spiral	 ribbon のピッチ長は helicoid の場合と同様に捩れ
方向の反転を伴う強い温度依存性を示した。また、同等の幅の S-geometry 試料(w/t	
 =	
 6.3)のマクロ形態の挙動は L-geometry 試料と同様であるが、捩れの向きは逆であった。	
 	
  X-Geometry の場合は形状異方性によらず spiral	 Figure 1. Microphotographs of anarrow (upper) and wide (bottom)
TNE ribbons with L-geometry.

ribbon が観察され、helicoid 形成には中間層のダ
イレクターが長軸もしくは短軸に平行であることが必要であることがわかった。	
 	
  各形態のピッチ長の温度依存性や理論との比較については当日述べる。
【 参 考 文 献 】 (1) Sawa, Y., Fangfu, Y., Urayama, K., Takigawa, T., Gomenez-Pinto, V., Selinger, R., andSelinger J., Proc. Natl. Acad. Sci., USA, 108, 6364 (2011).

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(1) Tanaka, H.; Araki, T. Phys.Rev.Lett. 1997, 78, 4966-4969.
(2) ኴ⏣㝯ኵ: ͆⏺㠃ࢲ࢖ࢼ࣑ࢡࢫࡢᩘ⌮͇, ᪥ᮏホㄽ♫(1997)

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8/4 11:10-11:30
高分子系における液体−液体相転移
京大院工

慶大理 ‡

竹中幹人、千葉文野 ‡、和泉英二、泉竜太○

Liquid-Liquid Phase Transition in Polymer melts

Mikihito Takenaka, ‡Ayano Chiba, Eiji Izumi, and Ryuta Izumi
Department of Polymer Chemistry, Graduate School of Engineering, Kyoto University,‡
Facluty of Science and Technology, Keio University○

転移による液体−液体相転移が起こっている事が明らかになった。この転移は側鎖と主鎖における相互作用や側鎖の立体障害が原因となって起こっていると考えられる。そのため、多くの液体−液体相転移を引き起こすものと異なり、比較的穏やかな温度圧力で起こるものと考えられる。
文献
1) T.G Fox and P.J. Flory, J.Appl. Phys., 21, 581 (1950).
2) R.F Boyer, J.P. Heeschen, and J.K. Gilham, J.Polym.Sci.Polym.
Phys. Ed., 19, 13 (1981).
3) S.S.N.Murthy, J.Polym.Sci.Polym. Phys. Ed., 31, 475 (1993).
4) Y. Katayama, et al., Nature, 403, 170 (2000).
5) H. Tanaka, Phys. Rev. E 62, 6968 (2000).

Compressibility (GPa-1)

1.2

1.0

0.8

0.6

0.4

150

100

50

200

T (˚C)

Fig.1 Temperature dependence of compressibility forPPMA.

103ξ-2 (nm-2)

ξ -2
-1
I(0)

3

10 I(0)-1

1. はじめに1950 年代より、高分子の溶融体において、液体−転移が存在するという報告 1) が成されて以来、その存在について、多くの議論があった。B o y e r らは、熱容量、体積熱膨張率、粘度の温度依存性から液体−液体相転移の存在を支持している 2)。これに対して、この転移はいわゆる相転移と呼べる様なものではな
く、動的な性質のゆるやかな変化が起こっているだけであるという事を主張しているグループ 3) もある。
しかし、近年リン、水、亜リン酸トリフェニルなどにおいて液体状態において異なる状態が存在し、その異なる状態間において相転移が見られる事が報告されている。リンにおいては高温高圧 (1050˚C, 1.0GPa) において 4 原子からなるピラミッド構
造の液体からポリマー構造の液体へと 1 次相転移するという事
が X 線回折によって明らかにされた 4)。また、亜リン酸トリフェニルにおいては液体−液体相転移のダイナミックスが観測され、そのダイナミックスにおいて核生成成長とスピノーダル分解過程が観測されている 5)。そこで、本研究においては、メタクリ
ル酸エステル系ポリマーにおいて、様々な物性の測定から液体−液体相転移が起こる可能性の検討を行い、以前の報告とは異なり、２次相転移的な液体−液体相転移が起こることを示す。
２．実験
試料としてはポリメタクリル酸プロピル (PPMA) を用いた。
重量平均分子量は 1.5×105 である。PPMA の液体−液体相転移の挙動を明らかにするために、局所構造の変化を調べるために 50
̊C~200 ̊C において広角 X 線散乱 (WAXS) 測定を行った。さらに、相転移に伴う臨界現象の有無を確認するため、100 ̊C~170
̊C における 10nm~100nm オーダーの密度揺らぎの測定を行った。散乱実験は SPring-8 の BL45XU にて行った。
３．結果と考察Fig.1 に PVT 曲線から見積もられた等温圧縮率を温度に対してプロットしたものを示す。ガラス転移温度 Tg=52 ̊C に加えて T=140 ̊C 付近に傾きの不連続が観測され、何らかの２次相転移が T=140 ̊C 付近で起こっている事が示唆される。DSC においても T=140 ̊C 付近に変曲点が観測され、等温圧縮率と同様な事が示唆された。そこで、高分子鎖の局所的な構造においてこの転移に対して対応した構造の変化が観測されるかを
WAXS によって調べた。その結果、低温おいて観測された 3 つのピークのうち、q=7.5 nm-1 付近のピークが T=140 ̊C において消失する現象が見られた。これらの結果により T=140 ̊C 付近
において局所的な構造の変化を伴う 2 次相転移が起こっている事が示され、これはポリメタクリル酸プロピルにおいて液体−
液体相転移が起こっている事が明らかになった。
もし、２次相転移が起こっているのであれば、臨界点が存在し、臨界現象が観測されるはずである。そこで、SAXS により、密度揺らぎの長距離相関の温度依存性を測定をすることによって、臨界現象に関して調べたけっか、温度の上昇に伴って散乱
光強度の上昇が観測された。散乱光強度の逆数を波数 q の二乗に対してプロット (OZ プロット ) すると、直線領域が観測され、二成分液体の臨界点近傍の濃度揺らぎからの散乱関数を記述する Ornstein-Zernike 型に従う事がわかった。このプロットから、
密度揺らぎの相関長 ξ と q=0 における散乱強度 I(0) を求めることができる。もしこの臨界現象が平均場理論に従うとすると、-2-1
ξ と I(0) は温度と直線関係になり臨界温度において 0 になる。
Fig.2 に ξ-2 と I(0)-1 の温度依存性を示す。ξ-2 と I(0)-1 は温度と直線関係になり、同じ温度において 0 になっているのがわかる。
この臨界現象は、液体−液体相転移に伴う臨界現象であると考
えられる。
４．結論
以上の事より、ポリメタクリル酸プロピルにおいては 2 次相

Fig. 2 Temperature dependence of ξ-2and I(0)-1.

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8/4 11:30-11:50
Ring Polymers in Melts and Solutions（九大物理）坂上貴洋【はじめに】
線形鎖と環状鎖との大きな差異として、トポロジーに起因する効果がある。環状鎖のトポ
ロジーは鎖の合成の段階で決まってしまい、それは数学的には不変量として表現される。この拘束は、鎖を切断しない限り半永久的につきまとうが、これが最も顕著に表れるのは、濃厚溶液であろう。
自明な結び目のリングを多数、互いに絡みのないように溶液中に用意し、そこから溶媒を除去すると、結び目も絡み目もなしの環状鎖濃厚溶液となる。線形鎖の濃厚溶液では、排除体積効果は遮蔽され、鎖は理想的な振る舞い（鎖の空間的サイズを R、鎖長を N とすると、
R ~ N0.5）をすることはよく知られている。環状鎖の濃厚溶液でも、排除体積効果は同様に遮蔽されるが、周囲のリングと絡み合うことなく、すべてのリングが R ~ N0.5 の理想的振舞いをすることは有りそうに思えない。ここでは、排除体積効果が遮蔽される結果、トポロジー
的な拘束が浮き彫りになると思われる。
1986 年に Cates と Deutsch は、非常に簡単な考察に基づいた平均場理論から、濃厚環状鎖溶液では、鎖のサイズは R ~ N0.4 とスケールするという仮説を提案した(1)。この仮説は、その後のシミュレーションにより支持されてきたが、より最近のシミュレーションでは N が大きな長鎖では、R ~ N1/3 の所謂"compact statistics"の結果が報告されている。近年の高分
子合成、分離技術の進歩により、高純度の環状鎖の濃厚溶液の調整が可能となり、実験面からも関心が高まっている。
【結果と考察】ミクロな分子模型から出発し、トポロジーの効果を厳密に記述するのが究極の目標であろうが、これには多くの困難が伴い容易ではない。ここでは、物理的考察に基づいた現象論的な理論の構築を試みる。ちょうど、高分子濃厚溶液のレオロジーの研究において、管模型やレプテーションのアイデアが絡み合いの効果を表現するのに重要であったのと同じように、
トポロジカルな拘束効果をうまく表現する方法を考えたい。そのために、次の点に注目する。
「ある種のトポロジカルな拘束は、実効的な排除体積効果として表現され得る。」
例えば、充分細いが、互いにすり抜けることは禁止されている二つのリングが接近すると、トポロジーを保存するために反発力が生ずるというのは、直感的にもわかりやすい。これを濃厚系で表現するために、トポロジー由来の体積分率という量を導入し、理想気体の状態方
程式に分子の排除体積の効果を取り入れたのと同じように、van der Waals の理論に組み込
んで平均場理論を構築した(2)。これは、Cates-Deutsch の理論を修正、一般化したものとして見ることができ、環状鎖のサイズスケーリングや、その他の空間構造について、現在までに報告されている数値シミュレーションの結果をうまく説明する。
【参考文献】(1) M.E. Cates and J.M. Deutsch, J. Physique 47, 2121 (1986).
(2) T. Sakaue, Phys. Rev. Lett. 106, 167802 (2011).

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8/4 13:30-14:00
招待講演
過冷却液体に潜む秩序とガラス転移・結晶化（東京大学生産技術研究所）田中肇【はじめに】

ガラス転移現象そのものは、コロイド・高分子等のソフトマター・金属・半導体・酸化物・有機物等に普遍的に見られる液体状態から非エルゴート状態への転移現象であり、その研究の歴史はきわめて長い。しかし、そのスローダイナミクスの機構、普遍性の起源、ガラス形成能の制御因子等に関しては、未だに満足のいくレベルでは解明されていない。ここでは、ガラス転移を「結晶化に対するフラストレーション」として捉える我々のアプローチ(1-3)について紹介させて頂くとともに、動的なガラス転移現象の背景にある秩序変数について議論する。
【結果と考察】我々は、ガラス転移において、結晶化が基本的な秩序化であると考えているので、バルク金属ガラス分野等で重要なガラス形成能の制御因子がフラストレーション強度により決定されるという簡単なシナリオを提示してくれる(3)。この問題は、結晶化が「純粋に」運動学的に回避されることを前提とした従来のフラストレーション・モ
デル、その他のガラス転移のモデルでは容易には扱えないことを強調しておく。
実際、我々の数値シミュレーションにより，エネルギー的、幾何学的フラストレーションの双方の場合に関して、過冷却液体中に実際に結晶的中距離秩序が出現し、過冷却度の増大と伴にその特徴的な大きさが理想ガラス温度に向かって臨界発散的に増大することが示された(3-7)。また、このボンド配向秩序は、結晶核形成においても極めて重要な働きをすることが明らかとなった(8)。このことは、従来の結晶化を密度場の並進的秩序化として捉える立場の理論では説明できず、結晶化の理論的記述においてもボンド配向秩序がきわめて重要な役割を演じることを示している(9)。我々は、ガラス転移現象は、並進秩序化が阻害された上でのボンド秩序化へのフラストレーションとして理解できると考えている(9)。
【参考文献】(1) H. Tanaka, J. Phys.: Condens. Matter 10, L207 (1998); J. Chem. Phys. 111, 3163, 3175
(1999); J. Non-Cryst. Solids 351, 3371, 3385, 3396 (2005).
(3) H. Shintani and H. Tanaka, Nature Phys. 2, 200 (2006); Nature Mater. 7, 870 (2008).
(4) T. Kawasaki, T. Araki, and H. Tanaka, Phys. Rev. Lett. 99, 215701 (2007); T.
Kawasaki and H. Tanaka, Phys. Rev. Lett. 102, 185701 (2009).
(5) K. Watanabe and H. Tanaka, Phys. Rev. Lett. 100, 158002 (2008).
(6) H. Tanaka, T. Kawasaki, H. Shintani, and K. Watanabe, Nature Mater. 9, 324 (2010).
(7) K. Watanabe, T. Kawasaki, and H. Tanaka, Nature Mater. 10, 512 (2011).
(8) T. Kawasaki and H. Tanaka, Proc. Nat. Acad. Sci. U.S.A. 107, 14036 (2010); J. Phys.:
Condens. Matter 22, 232102 (2010); J. Russo and H. Tanaka, to be published. .
(9) H. Tanaka, J. Stat. Mech. 2010, P12001 (2010); Euro. Phys. J. E, to be published.

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8/4 14:00-14:20
General View on Solvation in Water and Simple Liquids（ 岡山大学大学院自然科学研究科）甲賀研一郎

Solubility of hydrophobes in water is very low, but the low solubility itself is not particularly
special. There are many pairs of fluids that do not mix. What makes the solvation of nonpolar
molecules in water interesting is that the solvation is actually energetically favorable but isentropically so unfavorable that the net solvation free energy is large and positive [1]. This isthermodynamically equivalent to that the solubility becomes even lower as the temperature is raised.
This temperature dependence of solubility is well known for noble gases and many hydrocarbons inwater at low temperatures.
Microscopic mechanisms of the negative solvation enthalpy of the hydrophobic hydration havelong been discussed. Several studies, however, have noted that thermodynamic properties of purewater such as the density maximum at 4℃ are the key to understand the hydrophobic hydration [2].
This is consistent with earlier observations that the solvation thermodynamic quantities such as thesolvation energy, enthalpy, and entropy are strongly dependent on whether pressure is fixed or volume
is fixed in the solvation process [3]. We have demonstrated that under a fixed-volume condition, thesolvation of Lennard-Jones (LJ) particles in the LJ solvent is of hydrophobic character in a large
region of the solute-solvent interaction parameter space [4]. Here, properties of water as a solvent of
nonpolar solutes are compared with those of simple liquids. As shown in Fig. 1, variations of thesolvation free energy μ* of an LJ solute particle in the σ*, ε* plane for the LJ solvent and water are
qualitatively similar to each other. However, the solvation diagrams, which show domains of different
types of the solvation, are significantly different as illustrated in Fig. 2. It is shown that this difference
1
3
comes
from
smallness of the thermal pressure
coefficient of water.
#! "%"$#! "%"$
2!! 0.5 1!#"#"$, uV# < 0

–2

!! 3
–5

!#"#"$, uV# < 01
00!! 0.5

0.8

2

uV#>0
1

1.2

1.4

1.6

1.8

2

!! 0

"!

5

0.4

1

0.6

0.8

1.2

uV#>0
1.4

1.6

"!

0

(a)

5

1

(b)

Fig. 1 Contours of μ* / kT.
(a) LJ solute in LJ solvent,(b) LJ solute in water(TIP4P/2005). σ*, ε* aredimensionless solute-solvent LJ
size and energy parameters.

00Fig. 6 Solvation 0.8
diagram1 for thesolvation
the LJ 0.6
solvent0.8
and (b) 1in model
1.2 water.
1.4In each
1.6 diagram
1.2constant-volume
1.4
1.6
1.8
2process (a) in0.4
there are two thick curves, one representing
points of uV∗ = 0 and the other being those of µ∗ = "0.!
"!
(a)

(b)

Fig. 3 Contours of constant µ∗ /kT of a Lennard-Jones (LJ) solute (a) in the LJ solvent and (b) in the model water. σ! and ε! are1
3
the ratio of the solute-solvent
LJ parameters to those of the solvent-solvent
LJ interaction.
#µ# < 0
µ =0

1

–5
#

( µ# > 0, hp < 0 )!! 0.5

#

µ <0

3
2

!! 0.5

–30

!!
!!

#

hp >0

2
1

#

µ# > 0, hp < 0
hp# > 0

1

0
0.8
0

0 1

1.2

1.4

0.8

1

1.6

1.8

2

0
0.4

0.6

0.8

!

1.2

1.4

(a) "!

1

–5
1.2

!

"

1

Fig. 2 Solvation diagrams for
LJ solutes in (a) LJ solventand (b) water.

0
1.6

1.8

2

0.4

0.6

0.8

1

(b)"!

1.4
0

"

1.2

1.6
5

1.4

1.6

Fig. 7 Solvation diagram for the constant-volume solvation process (a) in the LJ solvent and (b) in model water. In each diagram(a)(b)
there are two thick curves, one representing points of uV∗ = 0 and the other being those of µ∗ = 0.
Fig. 4 Contours of constant uV∗ /kT of the LJ solute (a) in the LJ solvent and (b) in the model water.

[1] B. Widom, P. Bhimalapuram, and K. Koga, Phys. Chem. Chem. Phys., 5, 3085 (2003).

1
3
Figure 6 shows
solvation
diagrams in the σ! , ε! plane forindicatingthat in the constant-V process the –30
solvation of hy–4
[2] S.
E. Garcia,
and G.
Hummer,Biophys.
Chem.,
78, 21 (1999).
the LJ solvent
and Garde,
water in theA.
constant-V
process. L.
TheR.
dia-Prattdrophobic
characteris not limited
to hydrophobes
in water but
grams indicate domains of three distinct types of the solvation:
may be found for nonpolar solutes in various solvents. Over∗∗∗L. H. Reed
∗ and R.
Matubayasi,
M.
Levy,diagrams
J. Phys.
98and
10640
(i) µ∗ > 0[3]all thefor theChem.,
simple solvent
water are(1994).
and uN.
2 solvation
V > 0; (ii) µ > 0 and uV < 0; and (iii) µ < 0qualitatively
similar to each other.
and uV∗ < 0.! The solvation of the second type is characteristic
!
! 0.5
!
of the hydrophobic
hydration: theH.
solubility
is lowand(µ∗ >K.
0) Koga,[4]
M.0 Ishizaki,
TanakaPhys. Chem. Chem. Phys., 3, 2328 (2011).
Shown in Fig. 7 are the constant-pressure solvation diand the solvation is exothermic (uV∗ < 0) or in other words the
1 for the LJ solvent and water. Unlike the constantagrams–5
solubility decreases with increasing temperature along an isovolume solvation diagrams, the two diagrams are qualitatively
5 illustrated in Fig. 2. Both for thechore or “V fixed” path as
different. In the diagram of the LJ solvent(Fig. 7a), the solva0
LJ solvent (Fig.0 6a) and the model water (Fig. 6b) the do5tion of0 hydrophobic character (µ∗ > 0 and h∗p < 0) is realized
main of µ∗ > 0 0.8
and uV∗ 1< 0 is1.2large 1.4
in the 1.6
parameter
1.8 space,
2
0.4
0.6
0.8
1
1.2
1.4
1.6
in a narrow region in the parameter
space. In the case of water
!
!

8|

"

"

(a)
1–10

(b)

Fig. 5 Contours of constant h∗p /kT of the LJ solute (a) in the LJ solvent and (b) in model water.

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8/4 14:20-14:40

混合溶媒中における荷電コロイド間相互作用
岡本隆一∗ , 小貫明(京大理)【はじめに】

混合溶媒中においては塩濃度、温度、溶媒組成を変化させることにより荷電コロイド間相互作
用をコントロール出来る。水ー有機溶媒混合溶媒においては、イオン 1 個あたりの溶媒和自由エ
ネルギーは多くの場合熱エネルギー kB T を大きく超え、溶媒組成にも大きく依存する。従来の混合溶媒中における荷電コロイド間相互作用の理論的研究においては、溶媒和相互作用が無視されてきたが、我々はこの効果を取り入れたモデルを構築し、コロイド間相互作用を調べた。

【結果】
通常コロイド表面は、溶媒のどちらか一方に対して (もう一方に比べて) 親和性を持つため、コ
ロイド周囲は溶媒組成が不均一になる。この不均一性のためにコロイド間には引力が働く。したがって単純化するとコロイド間相互作用は、この引力とクーロン相互作用 (斥力) の競合となる。
一般にはイオンと溶媒の溶媒和相互作用のために、二つの力を独立なものとして扱うことは出来ない。我々はイオンの選択的溶媒和を考慮した Ginzburg-Landau モデルに基づいて、２個の荷電コロイド間に働く力を調べた。まず線形解析を行ったところ、二つの特徴的長さがあらわれた。これらは、溶媒和相互作用を無視した場合には Debye 長 κ−1 および溶媒の相関長 ξ に一致する。κξが大きく (小さく) なると相互作用は引力的 (斥力的) になる (正確にはコロイド表面の電荷密度、
溶媒親和性にも依存する)。また非線形効果として、水ー有機溶媒混合系においてはイオンの溶媒選択性は非常に大きく、少量の親水性塩を加えた場合に溶液の相挙動を大きく変化させうる 1 。そのような状況下では、塩無しならば一相状態となるような温度、溶媒組成であっても、塩添加によりコロイドまわりで相分離がおこり、コロイド間に強い引力が働く (図 1 左)。一方、カチオンが親水性、アニオンが疎水性であるような塩の場合、力が振動減衰的になりうることも線形理論の結果からわかった (図 1 右)。
4
2

disconnected

0
-2
-6

2

50
40
30
20
10

-4

bridged180 200 220 240 260 280 300 320 340

-8
-10

1
50
40
30
20
10

-12
-14

Two colloids

(E)
(F)
(G)

0
-2

0.8
0.

-4

0.6
0.
180 200 220 240 260 280 300 320 340

-16
-18

4

0.4
0.

85

90

95

100

105

-6
1200

1250

1300

1350

1400

1450

図 1: コロイド間距離 d vs 自由エネルギー Fint .。左図：親水性塩の場合の数値計算。塩の効果により、コロイドが水によって”濡れた”結果、強い引力が働く。右図: カチオンが親水性、アニオン
が疎水性の場合の線形解析の結果。力は振動減衰となる。

【参考文献】[1] R. Okamoto and A. Onuki, Phys. Rev. E 82, 051501, (2010).
∗

Email: okamoto r@scphys.kyoto-u.ac.jp

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8/4 14:40-15:00
ガウス型ポテンシャル液体のガラス転移（筑波大数理物質科学研究科・物理学専攻）宮崎

州正、池田昌司【はじめに】
最近、粒子どうしが重なれるほど弱い斥力を持つ液体、いわゆる柔らかい相互作用系が関心を集めている。その熱力学的・動的振舞いは、通常の強い短距離斥力を持つ液体系に比べて、多彩で豊かな振舞いを示すことが知られている。例えば、固液共存温度が密度の増加とともに減少する現象やリエントラント転移などは、代表的な特徴である。このため柔らかい相互作用系は、ソフトマター物理の観点から興味深い系であるが、同時にガラス転移研究の格好のモデル系でもある。今までのガラスのシミュレーションのモデルはほぼ例外なく、短距離
斥力に特徴づけられる「普通」の液体ばかりであった。そのため、それらの系のシミュレー
ション結果は、定性的にはどれも似通っており、そのことが、ガラス転移理論の critical な検証を難しくしていた。柔らかい相互作用系のように、定性的に全く異なるポテンシャル系を調べることは、このような状況を打開する可能性がある。それだけではない。相互作用が柔らかく、かつ密度が高い系では多くの粒子が重なり合っている、即ち長距離相互作用系的であると言える。言いかえれば、柔らかい高密度液体は、平均場的な系でもある。我々はその最も単純なモデルである、ガウス関数型の相互作用、ガウスコア模型(GCM)のガラス転移をシミュレーションにより調べた。
【結果と考察】ＭＤシミュレーションの結果、GCM のガラス的挙動について、いくつか興味深い結果を得た(1,2)。第一点目は、高密度の GCM が単一成分であるにもかかわらず、ガラス化した点である。通常のガラス転移の数値的研究においては、結晶化を阻害する目的で、粒子の大きさに分散性を持たせたり、二成分系を調べるのが常識であった。そのため系の定量的な解析は複雑となっていた。GCM は単純なポテンシャルでかつ単成分系である点で、最もクリーンなガラス模型と言えよう。第二点目は、その動的性質が、今までのモデルガラス系と比べて、モード結合理論の予想と非常によく一致する点である。モード結合理論はガラス転移の一種の平均場理論と呼ばれているから、我々の結果は、GCM が確かに平均場的であることを示している。さらに、平均場的な系では、臨界的な揺らぎ（ガラス転移では動的不均一性と呼ぶ）が抑えられる筈である。我々は、非ガウス因子やストークスアインシュタイン則の破れなどを調べ、通常のガラスモデル系に比べて、動的不均一性がはるかに小さいことを示した。以
上の結果は、未だ成立していないガラス転移の平均場描像の確立に向けて、大きなステップとなると思われる。

【参考文献】(1) A. Ikeda and K. Miyazaki, Phys. Rev. Lett. 106, 015701 (2011)(2) A. Ikeda and K. Miyazaki, arXiv:1105.5776; J. Chem. Phys. (in press);
arXiv.:1104.3426

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8/4 15:20-15:40
ヘテロな脂質膜界面におけるナノコロイド挙動（北陸先端大マテリアル）濵田勉、森田雅宗、宮川真紀代、Le Thi Minh Phuc、高木昌宏【はじめに】
近年、ナノテクノロジーの発展に伴い、ナノ粒子の産業・医療分野への展開が進められている。しかし、ナノ粒子の生体に対する毒性はよく分かっていない。ナノ粒子が細胞表面に吸着し細胞内部に取り込まれることが報告されており、ナノ粒子と細胞表面(脂質膜)の相互作
用メカニズムの解明は重要な課題である。これまでに、DLVO エネルギー的観点から、ナノ粒子の表面加工に関する研究開発が多く行われているが、ソフトマターとしての脂質膜界面の影響に関してはほとんど研究が進んでいない。
脂質多成分系である細胞膜は、相分離によるドメイン構造を形成し、効率的なシグナル伝
達を行っている。すなわち、ヘテロな流動性分布を備えた界面構造が、膜の物質認識機能と関わっている。我々は、このヘテロな脂質膜界面と物質・分子との相互作用機構を理解するため、多成分ベシクルを用いた物質の膜局在解析を進めている(1)。今回、相分離膜界面におけるナノ粒子挙動の観察実験を行った。
【結果と考察】
不飽和脂質 DOPC、飽和脂質 DPPC、コレステロールによりベシクルを形成した。脂質の混合比を調節することで、Liquid‑order(Lo) / Liquid‑disorder(Ld)相分離と Solid‑order(So) /Liquid‑disorder(Ld)相分離の膜界面を形成した。半径 25〜500nm のポリスチレン粒子を加え、相分離ベシクルとの相互作用を光学顕微鏡により観察した。結果、粒子サイズに依存して、膜面上でのコロイド局在が変化することを見いだした。Lo/Ld 相分離膜の場合、小さいサイ
ズのコロイドは Lo 相に、大きいサイズのコロイドは Ld 相に選択的に局在した。So/Ld 相分離膜の場合、コロイドはサイズに依存せず So 相に局在した。コロイドが吸着する際の膜の自由エネルギー変化を考えることで、メカニズムを議論する。

Large particle
Small particle

Lo phase
Ld phase【参考文献】(1) T. Hamada, et al., J. Phys. Chem. Lett., 1, 170-173 (2010).

㻯㼛㼜㼥㼞㼕㼓㼔㼠㻔㼏㻕㻌㻌䝋䝣䝖䝬䝍䞊◊✲఍㻌㻭㼘㼘㻌㻾㼕㼓㼔㼠㼟㻌㻾㼑㼟㼑㼞㼢㼑㼐㻚

8/4 15:40-16:00∜⯍ȻɵȬɑệᇋᖟ⭅⣏ᲦǽḮ╋‫ك‬ɪɏɳǺȗȚȿɧɭɴʀȿɯɻ
名古屋市立大学

奥薗

透、村井雅子、山本政彰、豊玉彰子、山中淳平

ǇǾǧȐǺǈ 荷電コロイド粒子は、それらの間に働く強い静電反発力により、溶媒中に安定に分散し、剛体球系に比べて非常に低い粒子密度で結晶化する。分散媒中に pH 勾配 [1] や温度勾配 [2]などを与えることにより結晶化を制御でき、それらを利用して cm オーダーの巨大な単結晶を作ることが可能である。結晶の格子面間隔は 100 nm のオーダーであり、可視光のブラッグ回折により虹彩色を示す。また、コロイド結晶をゲルによって固め [3]、力学的な変形を加えることによって光学特性を変化させることができ、やわらかいフォトニック結晶としての応用が期待されている。
荷電コロイド結晶を重力場中に置くと、鉛直方向に格子歪みが生じる。初期に一様な粒子密度の分布が、重力下で不均一な分布へ時間変化する様子、すなわちコロイド結晶の沈降過程は、分光学的な手法により実験的に観察できる。それによれば、沈降平衡での粒子密度プロファイルの特徴的長さは、剛体球系などの場合に比べて極端に大きい。これは、結晶に限らず荷電コロイドの液体状態においても観察されており [4]、荷電系に特有の現象である。
荷電コロイド粒子間の相互作用は、Yukawa 型のポテンシャル（遮蔽されたクーロンポテンシャ
ル）により良く近似できることが、計算機シミュレーション [5] や密度汎関数理論 [6] によって示されている。我々は、Yukawa ポテンシャルにより相互作用する粒子系の結晶状態における粗視化された連続体モデルを構築し、沈降過程の粒子密度プロファイルの時間発展に関するシミュレー
ションを行った。
ǇệእǷ‬૴ǈ 図 1 に粒子濃度分布の時間発展に対するシミュレーション結果と実験結果の比較を示す。両者の一致は良好である。特に、塩濃度の高い方でよく一致する。これは、Yukawa 系が塩濃度が高い場合によい近似となることと整合している。















 





 

 

 























 

















 

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図 1: 塩濃度 cs = 10 μM, Lindemann ratio δL = 0 (a) および cs = 15 μM, δL = 0.15 (b) に対する粒子の体積分率 φ(z, t) の時間変化。z は鉛直方向の座標、t は時間を表す。シンボルは実験データで t = 0 (squares), 2 (diamonds), 4 (triangles), 13 (circles) days に対する分布を表す。実線はそれらに対応するシミュレーションによる結果である。
Ǉ‫‬ڹ‬ᄙᤙǈ[1] J. Yamanaka et al., J. Am. Chem. Soc. 126, 7156 (2004).
[2] A. Toyotama et al., J. Am. Chem. Soc. 129, 3044 (2007).
[3] A. Toyotama et al., Langmuir, 25, 589 (2009).
[4] M. Raşa, A. P. Philipse, Nature 429, 857 (2004).
[5] M. Robbins, K. Kremer, and G. S. Grest, J. Chem. Phys. 88, 3286 (1988).
[6] R. van Roij, M. Dijkstra, and J.-P. Hansen, Phys. Rev. E 59, 2010 (1999).
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8/4 16:00-16:20

流体力学的同期現象のミニマルモデル（東北大学大学院理学研究科）内田 就也（Oxford 大学 Rudolf Peierls 理論物理学センター）Ramin Golestanian【はじめに】
大腸菌やゾウリムシのような水中を泳ぐ単細胞生物は、鞭毛のバンドリングや繊毛のメタクロナル波など、運動器官の同期現象を利用して推進を制御している。 これらの同期現象は流体力学相互作用によって誘起されると考えられるが、その機構は Taylor の先駆的研究から 60 年が経つ今なお十分には理解されていない [1]。 我々はこれらの流体力学的同期現象のミニマルモデルとして、剛体球と駆動力からなるシンプルな回転子モデルのダイナミクスを解析した [2]。
【結果と考察】粘性流体中で、任意形状の軌道上を任意の周期的駆動力を受けて回転する剛体球の集団について、それらが同期するための必要十分条件を導いた。 従来、鞭毛や繊毛が同期するためにはそれらの持つ柔軟性が必須であると考えられてきたが、我々の解析はこの見方を覆し、駆動力の周期的変調がむしろ重要な要素であることを示す。また我々は、２つの回転子の位相差の非線形ダイナミクスを記述する有効ポテンシャルを導出し、位相スリップや位相ロッキングなど、鞭毛系の実験で見られているような動的現象が起きる条件を明らかにした。この回転子の多体系は、一様同期状態、伝播波、乱流的らせん波、フラストレート状態など多様な時空パターンを示し、バクテリアカーペットのようなマイクロ流動デバイスの制御に応用できる可能性がある。 また駆動力のランダムな分布は集団的な同期・非同期転移を引き起こすが、これは従来の結合振動子系の平均場理論（蔵本モデル）では説明できないスムーズな転移であり、長距離相互作用系に特有の空間ゆらぎの効果と考えられる [3]。蔵本モデルを拡張した自己無撞着場理論によってゆらぎを扱う
試み [4] を紹介すると共に、一般の集団同期現象に見られる長距離相互作用の重要性について論じる。
【参考文献】[1] For a review, see: R. Golestanian, J. M. Yeomans & N. Uchida, Soft Matter 7, 3074 (2011).
[2] N. Uchida & R. Golestanian, PRL 104, 178103 (2010); PRL 106, 058104 (2011).
[3] N. Uchida & R. Golestanian, EPL 89, 50011 (2010).
[4] N. Uchida, PRL 106, 064101 (2011).

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8/4 16:20-16:40

Semiquantum Molecular Dynamics Simulation of Liquid Water○㔠 ㈼ᚓ 1㸪Ᏻ⸨ ⪔ྖ 1
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8/5 9:00-9:30
招待講演
化学で創る人工細胞－ベシクルの自己生産と DNA の自己複製の連動－（東京大学・院総合・複雑系生命システム研究センター）菅原正【はじめに】生命の起源を物質の側から探る上で、人工細胞モデルの構築は有効なアプロー
チであり、近年注目を集めている。細胞の増殖に必要なダイナミクスは、内部の情報物質の増幅と境界の再生産であり、すでに我々は、ジャイアントベシクルの自己複製系を発表している(1, 2)。また最近、脂質二分子膜からなる中空の構造体であるベシクル内で PCR を行う
ことで、DNA の増幅が起こることがわかった(3)。しかし、ベシクル内部での情報分子(DNA/RNA) の複製と、ベシクルそのものの自己生産を化学的に連動させることは、未解決の課題であった。
【結果と考察】リン脂質と膜分子再生産に関与する膜分子からなるハイブリッドな膜組成を用意し、ベシ
クル内に DNA 重合酵素、鋳型 DNA(1229 bp)を含む PCR 溶液を内封し、2 段階からなる温度昇降プロセスを行ない、ベシクル内で DNA の増殖が起こることを確認した。さらに、PCR 後のベシクルに、膜分子 V の前駆体 V*の溶液を添加し、その後に起こるダイナミクスを顕微鏡で追跡したところ、内水相で DNA が増幅したベシクルは、V*添加直後から複数のベシクルに分裂することを見出した（対照実験あり）。さらに、分裂したベシクルの内水相が強い蛍光を放つことより、増幅した DNA が、娘ベシクルに分配されていることが明らかになった。以上の結果は、ベシクル内で複製したポリアニオンである DNA が、カチオン性膜分子を含むベシクル膜の内表面に局在化することで、外水相から膜に溶けこんだ双頭カチオン性膜分子前駆体と相互作用し、触媒による膜分子への加水分解を促進したことを示唆する。その結果、DNA の局在化した付近からベシクルの肥大・分裂が起こり、分裂したベシクルへの DNA の分配が達成されたと解釈される(3)。これは、Szostak らが提唱した人工細胞モデルが構築されたことを意味している。ベシクル内の欠損物質を補充する分子輸送系を組み込むことで、繰り返し増殖し環境による淘汰を受けうる人工細胞が実現すると期待される(5,6)。
【参考文献】(1) K. Takakura, T. Toyota, T. Sugawara, J. Am. Chem. Soc.,125, 8134, (2003), K. Takakura, T. Sugawara,
Langmuir., 20, 3832 (2004)(2) T. Toyota, K. Takakura, Y. Kageyama, K. Kurihara, N. Maru, K. Ohnuma, K. Kaneko, T. Sugawara, ,Langmuir 24, 3037-3044 (2008), K. Kurihara, K. Takakura, K. Suzuki, T. Toyota, T. Sugawara, et . al., Soft
Matter, 6, 1888 (2010)(3) K. Shohda, M. Tamura, Y. Kageyama, K. Suzuki, A. Suyama, T. Sugawara, Soft Matter, 7, 3750 (2011)(4) K. Kurihara, K. Shohda, M. Tamura, Y. T. Toyota, K. Suzuki, T. Sugawara, et . al., submitted for publication(5) 菅原 正、鈴木健太郎、分子科学の挑戦-可塑的応答・自律運動・自己生産する超分子システムMolecular Science Vol.l4 (2010)(6) 菅原 正 化学で挑む生命の起源 科学 89(7), pp712-720 (2010) 岩波書店

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8/5 9:30-9:50
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[1] M. Hishida, K. Tanaka, Phys. Rev. Lett. 106, 158102, (2011).

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8/5 9:50-10:10
脂質二成分ベシクルで再現する自己生産系（お茶の水女子大学）佐久間

由香，今井

正幸

【はじめに】
生体膜は脂質や糖鎖，蛋白など様々な分子から成る分子集合体である。生体機能に伴う膜変形を制御しているのは蛋白や糖鎖であり、脂質にはそれらを支える基盤のような役割しかないと考えられてきた。しかし近年では、脂質のみから成るモデル生体膜（ベシクル）を用いて前駆生命体を再現するという試みが成されてきている。前駆生命体には代謝機能と自己生産機能があると考えられている。我々はこれまでに、脂質の自発曲率に着目することでベシクルにおいて膜接着や孔形成といった代謝機能に伴う膜変形の再現に成功した(1,2)。
今回、前駆生命体のもうひとつの機能である自己生産についても脂質のみから成るベシク
ルを用いて再現ができることがわかってきたので報告する。
【結果と考察】負の自発曲率を持つ逆コーン形脂質 DLPE(アシル鎖の転移点 TmDLPE = 29 °C)と自発曲率が零のシリンダー形脂質 DPPC(TmDPPC = 41 °C)から成る二成分ベシクルは、温度制御を加えるとその混合比によって二通りの自己生産を示す。DLPE のモル濃度が 15~25 %のときには、30 °Cから 42 °C へ昇温するとベシクルの一部分が突出してピーナツ形になり、数分後に完全に二つのベシクルに分裂するバディング型の自己生産を示す。一方で、DLPE 濃度が 30~40 %の場
合には 35 °C から 42 °C へ昇温するとベシクルの一部分が内側に貫入しストマトサイト形への変形を経て内部に子ベシクルを形成する。このとき、子ベシクルは親ベシクルから完全に切り離される。このため、35 °C に降温すると親ベシクルに開いた孔から子ベシクルが出てくる
トランスロケーション型の自己生産が観察される。いずれの自己生産も、温度サイクルを繰り返すことにより自己生産が繰り返される。また、自己生産により生成した子世代ベシクル
も親世代と同型の自己生産を示す。このように、自己生産能力は世代を超えて引き継がれることがわかった。
逆コーン形脂質 DLPE の代わりにコーン形脂質やシリンダー形脂質を用いた場合には、ピーナツ形やストマトサイト形への変形は観察されるが、ベシクルが切り離されることはなく
自己生産は観察されない。一方で、DLPE の代わりに同じく逆コーン形脂質 DMPE や DPPEを用いた場合には上述のような自己生産が観察された。これらのことから、逆コーン形脂質がベシクルを分断するトポロジー変化において重要な役割を担っていると予想される。以上から、この自己生産は温度サイクルによる DPPC のアシル鎖の秩序̶無秩序転移に起因するベシクル膜面積の増減と、DLPE によるトポロジー変化のカップリングによって実現されていると考えられる。
【参考文献】(1) Y. Sakuma, M. Imai, M. Yanagisawa and S. Komura, Eur. Phys. J. E, 25, 403 (2008)(2) Y. Sakuma, T. Taniguchi and M. Imai, Biophys. J., 99, 472 (2010)

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8/5 10:30-11:00
招待講演
アクティブソフトマターとしての自走コロイド粒子（東京大学大学院理学系研究科）佐野雅己【はじめに】
ソフトマターを非平衡条件下に置くと、その柔軟さのゆえに大きな応答や輸送現象を示す。
非平衡状態の中でも特に、一様等方な外場という条件の下で、対称性を破った運動や変形を持続的に起こすような物質をアクティブマターあるいはアクティブソフトマターと呼ぶことにしよう。アクティブマターの研究は、非平衡統計力学やソフトマター物理の中から生まれた最近の研究動向の一つにすぎないが、その現代的な意義を明確にすることは重要と考える。
ここでは、アクティブマターの非平衡科学における意義について述べた後、その最も簡単な例と考えられる自走コロイド粒子を取り上げ、その運動や相互作用、集団運動、さらには生体運動との関連について説明する。
【研究背景と最近の実験】
アクティブマターの例としては、非平衡効果を利用して自ら動き回る自己駆動粒子や、化学エネルギーを力学的仕事に変えて運動する分子モーター、またそれら構成要素の複合体である細胞運動などが考えられる。物体が粘性や摩擦などの散逸がある中で動き続けるためには、外部からのエネルギー供給が避けられない。保存力による相互作用に起因する散逸を伴わない運動や、散逸が伴う運動でも原因と結果の対称性が同じである運動は、パッシブな運動と呼んでアクティブな運動と区別する。キューリーの原理は、原因の対称性が結果にも表れることを要求するので、一様な外場や反応物質の濃度場などのスカラー量からはベクトル
的な運動は生じないはずである。したがって、物体の変形や運動が持続的に起こるとすれば、一様な外場や反応物質濃度場から、対称性を破って特定の運動や変形モードへのエネルギー
移動が起こり、かつそれが持続するためには必然的に散逸を伴う。キュリーの原理を破る簡単な方法としては、物体自体の対称性を破るか、膜やフィラメントなどの非等方な境界条件の利用などが考えられる。前者の例として、粒子に非対称性を導入した Janus 粒子がある。
また、後者の例としては分子モーターなどがある。また、応答の非線形性を利用して力と流れの対称性を変換することも可能である。そのような例としては、系の不安定性による自発的対称性の破れを用いて、自発運動モードへのエネルギー移動を行う機構が考えられる。ここでは、簡単な例として非対称性を導入した Janus 粒子を考えるが、Janus 粒子の集団を考えると、まず自己集合などの平衡構造によって集団を形成し、さらに不安定性による非平衡構造によって集団運動モードを形成する現象が観察される。このようにアクティブマターを、平衡構造と非平衡構造（散逸構造）の協調現象と捉え、自走運動をゆらぎやモードの選択による対称性の変換と散逸の増大と捉えることで多くのことが見えてくる。
【参考文献】(1) Shimoyama, Hayakawa, Sugawara, Mizuguchi, Sano, PRL, 76, 3870–3873 (1996)(2) H.R. Jiang, N. Yoshinaga, M. Sano, PRL, 105, 268302 (2010).
(3) Y. T. Maeda, J. Inose, M.Y. Matsuo, S. Iwaya, M. Sano, PLoS ONE 3 (11), e3734 (2008)(4) T. Hiraiwa, M. Y. Matsuo, T. Ohkuma, T. Ohta, and M. Sano, EPL, Vol. 91, 20001 (2010).

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8/5 11:00-11:20
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Europhys. Lett., 71 (2005) 494..
(2) Y.Oya, K.Sato and T.Kawakatsu, Europhys. Lett., 94 (2011) 68004..

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8/5 11:20-11:40
液膜中での円柱状ドメインの拡散係数（ 産総研、首都大 1 ）	  関和彦、Sanoop Ramachandran 1 、好村滋行 1【はじめに】
	  脂 質 分 子 で 構 成 さ れ て い る 生 体 膜 は 、 脂 質 分 子 が ２ 次 元 的 に 流 動 す る こ と か ら 、 ２
次元粘性流体とみなす事ができる。その流動性は２次元膜の粘性係数により特徴付けられている。生体膜中の拡散係数と膜の粘性係数の理論的な関係が分かっていれば、２次元での拡散係数の計測から生体膜の流動性又は拡散粒子のサイズを求める事ができる。一方、生体膜を孤立した２次元流体とすると拡散係数を理論的に求めることができないことがストークスのパラドックスとして知られている。ストークスのパラドックスは、生体膜の流れはそれを支える水溶液の３次元的な流れを引き起こす効果を
考 慮 す る こ と に よ り 回 避 さ れ る こ と が 知 ら れ て い る 。 [1]水 溶 液 の 流 れ は 、 水 溶 液 は無限に広がっている場合と基板上の薄い水溶液の層の上に生体膜が支えられている場
合で異なりそれぞれの場合について拡散係数が求められている。本研究では、この両極 限 を つ な ぐ 有 限 の 厚 み h	
 の 水 溶 液 の 層 で 生 体 膜 が 支 え ら れ て い る 場 合 に つ い て 拡 散
係 数 を 求 め た 。 	
 【結果と考察】図 １ の よ う に 、半 径 R の 液 滴 が 液 膜 中 に あ り 、上 下 を 厚 み h	  の 水 溶 液 で 挟 ま れ て い る
場 合 の 液 滴 の 拡 散 係 数 は 積 分 表 示 で 	 !

D = kBT " dk0

J1 (kR)2
	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  	
  (1)	
 !"kR 2 [k 2 + ! k coth(kh)]と 求 め ら れ る 。 こ こ で 、 ! !1 = ! / (2!s ) は 膜 面 内 の 流 体 が 水 溶 液 に 運 動 量 を 緩 和 す る 特
徴 的 な 長 さ を 与 え る ス ク リ ー ニ ン グ 長 で あ る 。た だ し 、! !1 は h ! " で の 遮 蔽 長 で あ り 、
水 溶 液 が 有 限 の 厚 み h で あ る と い う 境 界 条 件 を 課 す と 、図 １ の 状 況 で 最 も 長 い 遮 蔽 長
は ! !1 = h / " で あ る こ と が 示 さ れ る 。 ! !1 と h が と も に R よ り 小 さ い 場 合 を 除 き 、 拡
散 係 数 (1)式 は 、 h ! 0 の 極 限 で (1)式 を 積 分 を し て 得 ら れ る 関 数 D0 (! a) を 用 い て

D = C1D0 (! a)
厚さ h

厚さ h

と 近 似 で き る 。 た だ し 、 C1 = 2 / (2 + h! ) で あ る 。

ηs

0
ηs

(2)

R

η

講演では !

!1と h がともに R より小さい場合につ い て も 議 論 す る 。 一 般 に 、 (1) 式 は 特 性 方 程式 cot(! j h) = ! j / " の 無 限 個 の 根 ! j を 用 い て 無 限

図 1 液 膜 中 で の 半 径 R の 液 滴 	
  	
  	
  	
  	
  和 と し て 表 す こ と が で き る 。 [2]【参考文献】(1) P.G.	
 Saffman,	
 M.	
 Delbrück	
 Proc.	
 Nat.	 Acad.	
 Sci.	
 USA,	
 72,	 3111(1975)	
 (2) K.	
 Seki,	
 S.	
 Ramachandran	
 and	
 S.	
 Komura,arXiv:1105.3784v2	
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