PA-01

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PA-02イソ酪酸-水系の臨界点近傍における溶解ダイナミクス
首都大物理

石﨑健太・及川典子・栗田玲【はじめに】
相分離の臨界点近傍においては、濃度ゆらぎが大きくなるために、特異的なダイナミクスを示すことが知られている。これまでの研究の多くは相分離に注目したものが多く、溶解ダイ
ナミクスについての研究は数少ない。そこで本研究では、イソ酪酸-水系の溶解ダイナミクスの観察を行った。イソ酪酸-水系は室温付近で UCST 型の相分離挙動を示し、その臨界温度は299K 程度[1]である。したがって、室温付近で二相状態から一相状態への溶解過程を観察することが可能である。一般的な溶解過程における二相間の濃度差は、はじめ急峻な濃度差をもち、時間とともになだらかな濃度分布へと変化する。しかしながら、本研究により観察した
イソ酪酸-水系における二相間の界面は、一相領域の温度においても長時間存在しつづけ、二相間の濃度分布の変化も特異的な挙動を示した。

【実験】
イソ酪酸-水系の溶解ダイナミクスの観察のための実験系は、ガラス製容器、ビーカー、ならびに保温器から構成される。ガラス製容器にイソ酪酸-水系の溶液を封入し、イソ酪酸-水系が相分離する二相領域の温度環境（室温下あるいは冷蔵庫内）のもとに 60 分程度放置すること
で、内部の溶液を相分離させる。その後、相分離状態の溶液の入ったガラス製容器を、保温器により定温維持されたビーカー内の水により加熱することで、イソ酪酸-水系の溶解過程を観察した。なお、水の温度は、臨界点近傍の 301K 程度と、臨界点より十分遠い 313K 程度の 2 点で実験を行った。

【結果】
本研究により観察したイソ酪酸-水系における二相間の界面は、一相領域の温度においても長時間存在しつづけ、二相間の濃度分布の変化も特異的な挙動を示した。このことが、どのような原因により引き起こされる現象であるのか、水-グリセリン系の溶解過程の観察などとの比較によって考察する。

【参考文献】[1] J.A.Pojman et al., Langmuir 2006, 22, 2569-2577(2006)

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PA-03

コロイド分散系のマイクロレオロジーにおける粒子間相互作用の効果（九州大学大学院 理学府） 井上 雅郎（新潟大学 自然科学系） 吉森 明
【 問題設定 】
複雑流体の内部に挿入されたプローブ粒子の運動の様子から、その複雑流体の力学的性質を決定するマイクロレオロジーが近年盛んに使われている。本研究の目的は、複雑流体を構成する粒子（ コロイド粒子や高分子鎖など ）の粒子間相互作用がプローブ粒子の運動に及ぼす影響を理論的に解明することである。そこで、簡単な問題設定として、コロイド分散系の中で剛体球（ プローブ粒子 ）を速度 U で動かす場合を考える。この時、プローブ粒子が周りのコロイド粒子から受ける抵抗力 F とする。この問題設定の下で、コロイド粒子間の相互作用が速度 U と抵抗力 F との関係に及ぼす影響を解明する。
【 手法 】
動的密度汎関数理論を用いた数値計算から、プローブ粒子周辺のコロイド粒子の濃度分布を求める。動的密度汎関数理論とは、主に液体分子のダイナミクスの記述に用いられる理論であり、粒子間の相互作用を考慮できるという利点を持つ。抵抗力 F は、定常状態におけるプローブ粒子周辺のコロイド粒子の濃度分布から求められる。

【 結果 】
コロイド粒子間に剛体球相互作用がある場合（ 図 1 の点と実線 ）とない場合（ 図 1 の破線 ）について、抵抗係数 F/U を比較した。その結果、コロイド粒子間の相互作用の効果
は無次元速度 U* に応じて変化することが分かった。


U* = 0.1 の場合には、コロイド粒子間の剛体球相互作用によって、抵抗係数は減少している。（ 相互作用がある場合の方が、ない場合よりも小さい ）

U* = 10 の場合には、これらの相互作用によって、抵抗係数は増加している。
0.2
0.16

抵抗係数 F*/U*

図 1： 抵抗係数 F/U の体積分率依存

U* = 0.1
U* = 0.1
U* = 10
U* = 10性。コロイド粒子間に剛体球相互作用がある場合（ 点と実線 ）とない場
合（ 破線 ）の計算結果をプロットし0.12ている。ここで、
U* ≡ U ( a + b ) / D

0.08

F* ≡ F b 3 / { kB T ( a + b ) 2 }a と b はそれぞれプローブ粒子と0.04

コロイド粒子の半径、D は拡散係数である。プローブとコロイド粒子の

0

0

0.1

0.2

0.3

0.4

サイズ比は a : b = 1 : 1 とした。

コロイド粒子の体積分率

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PA-04モデル多成分生体膜の理論的研究（東北大学大学院理学研究科）上町正志、川勝年洋【はじめに】
生体膜が接着、融合する現象は、生体内の物質の輸送(membrane traffic)やウイルス感染等、様々な生体現象において重要な役割を果たしている。リン脂質やブロックコポリマーが作る
ベシクルや二重膜構造は生体膜のモデルとしてよく用いられ、理論、実験、シミュレーショ
ンといった方法で解析が行われている。先行研究により、膜が持つ張力(1)、膜面上のドメイン構造(2)は接着した際の構造を決める重要な要因であることが示唆されている。そこで、本研究では分子シミュレーションを用いて自由エネルギーの評価を行うことで、膜が接着する
際に表面のドメイン構造が与える影響を定量的に解析することを目的としている。
【方法】
本研究では両親媒性分子のモデルとして、近年発展が著しい particle-field モデルを採用する。particle-field モデルは計算速度が極めて速く、ポリマー系や生体系など様々な系に適用されている(3)(4)。先行研究では主に NVT アンサンブルによる分子シミュレーションが広く行われているものの、NVT アンサンブルを用いて、膜が接着する前後の張力を一定に保つことは難しい。そこで、本研究では張力ゼロの二重膜、stalk を作るため、particle-field モデルにおいて NPT アンサンブルのモンテカルロ・シミュレーションを行う方法を新たに考案した。
そして、thermodynamic integration により stalk と二重膜の間の自由エネルギー差を求める。
【結果と考察】z 軸に垂直に配置された膜の張力 γ は、応力テンソルの対角成分 Pxx,Pyy,Pzz、z 軸方向のシミュレーションボックスの長さ hz を用いて
γ=hz<Pzz-(Pxx+Pyy)/ 2>と表すことができる。
右図は、文献(5)に述べられた方法を用いて求めた Pxx,Pyy,Pzz を縦軸に、横軸にモンテカルロ
ステップ(MCS)をとったグラフである。右図より、十分に緩和した状態では膜の張力がゼロとなっていることがわかる。シミュレーション手

図 応力テンソルの対角成分法の詳細、自由エネルギーの評価に関する結果は当日報告する予定である。
【参考文献】(1) J. C. Shillcock, R. Lipowsky, Nature Materials 4, 225 - 228 (2005)(2) Y. Sakuma, et al., Eur. Phys. J. E 25, 403 - 413 (2008)(3) G. Milano, T. Kawakatsu, J. Chem. Phys. 130, 214106 (2009)(4) Y. Norizoe, et al., Faraday Discuss., 144, 369 - 391 (2010)(5) G. Milano, T. Kawakatsu, J. Chem. Phys. 133, 214102 (2010)

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PA-05

塗料のパターン形成（お茶大理）牛嶋麗夏、工藤和恵【はじめに】

塗料が乾燥する際には、塗料自体の性質や塗布する材質によっては均一に塗ったつもりでも、ムラやヒビが出来るなどの不均一性が見られることがある。本研究では、塗料の一種であるマニキュアが乾燥する際に出来るパターンに注目する。

【結果と考察】まず、マニキュアが乾燥する様子を観察する簡単な実験を行った。プラスチック基板とガラス基板にマニキュアを塗り、塗った直後と乾燥後の表面の様子を観察した。ガラス基板上のマニキュアの表面には、乾燥前後で目立った変化はなかった(図１a)。しかし、プラスチッ
ク基板上のマニキュアの表面には、乾燥後にシワのような模様が見られた（図1b）。これらの違いの考えられる原因は、基板の違いによる気体の透過率の違いと表面張力の違いである。
一般的にプラスチックの気体の透過率は、ガラスに比べて非常に大きいことが知られているため、基板からの蒸発がシワに影響を与えることが考えられる。しかし、プラスチックの下にガラスを置き、基板からの蒸発を防いだ状態で同様の実験を行った際も同じようにシワのような模様が見られた。このことから、表面張力の違いがシワに影響を与えると考える。
高分子溶液の乾燥シミュレーションの文献(1)の以下のモデル@h+ Ca 1 r · (hv) = −J@(φh) @t
+ Ca 1 r · (φhv) = P e 1 r · (hrφ)@tをもとに、膜にかかる圧力を考慮したモデルを用いる。このモデルを用いて、表面張力がシ
ワにどのように影響を与えるか数値シミュレーションで確かめた結果を報告する。

(a)

図1

(b)

塗料の乾燥後の表面の様子。(a)ガラス基板の場合(b)プラスチック基板の場合【参考文献】(1)M. Kobayashi, M. Makino, T.Okuzono, and M. Doi, J.Phys. Soc. Jpn. 79, 044802 (2010)(2) M. J. Blount, M. J. Miksis, and S.H.Davis, Phys. Rev. E 85, 016330 (2012)

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PA-06

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PA-07

流動誘起不安定化機構に基づく No-slip 境界条件の破れの考察（東大生研）黒谷

雄司・古川

亮・田中

肇

【はじめに】
流体力学で通常仮定される流体の速度が境界壁の速度と一致するという no-slip 境界条件
は、ミクロなスケールでは一般に成立しないことが実験的に確認されている[1,2]。特に、流体と境界壁の接触角が 90 度以上の場合、流体に気体が過剰に溶けている場合（例：水に対す
る CO2）にスリップが顕著に起こることが知られているが、その理論的機構は十分理解されていない。そこで、粘性率が密度依存性を保つ Navier-Stokes 流体はせん断流下で密度が空間的に不安定化するという流動誘起不安定化機構[3]を境界壁がある場合に考察することで、本現象を説明できるか検討した。
【結果と考察】気体が過飽和に溶けた準安定な液体に対し、シミュレーションを用いて、せん断流下での気泡の不均一核生成・成長過程を調べた。その結果、粘性率が密度に依存する場合、せん断
流下では古典核形成理論から推定される時間よりも不均一核生成が極端に短い時間で起こることが判った。この気泡が成長することで壁面近傍での流体密度及び粘性率が低下し、見かけ上流体がスリップすることが説明出来る。また、本機構によると流体の準安定度が小さくても、不均一核生成が起これば流体のスリップ長はシステムサイズに比例して大きくなるた
め、しばしば実験的に観察され MD では説明困難と考えられる μｍスケールでの流体のスリップ現象を説明できる可能性がある。

図１．気泡核生成が起こるまでに必要な時間の流体のせん断率及びエネルギー障壁依存性【参考文献】[1] S. Granick, Y. Zhu and H. Lee, Nat. Mater. 2, 221 (2003).
[2] D. Ortiz-Young et. al., Nat. Commun. 4, 2482 (2013).
[3] A. Furukawa and H. Tanaka, Nature 443, 434 (2006); Nature Mater. 8, 601 (2009).

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PA-08

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PA-09

二価の陽イオンによるリン脂質ベシクルの駆動(東北大•院理•物理) 兒玉 篤治、佐久間 由香、今井 正幸、川勝 年洋(パリ第 6 大学、パリ第 7 大学) Nicolas Puff、Miglena I. Angelova
細胞内での物質輸送の一つにベシクルによる輸送が存在することが知られているが、この輸送はベシクル周囲の化学物質の濃度勾配に応答して行われていると考えられている。このような化学的に非対称な環境に置かれた油滴やコロイド粒子の駆動現象は以前から研究されており、その駆動メカニズムとして、油滴の場合にはマランゴニ効果[1]、コロイドの場合には Diffusiophoresis[2]が挙げられる。しかし、ベシクルはその表面が二次元の非圧縮性流体膜で覆われているために、膜表面での一方向的な流れが幾何学的に抑制されており、その駆
動メカニズムはマランゴニ効果ではないと考えられる。最近、我々はリン脂質ベシクル[1,2-dioleoyl-sn-glycero-3-phosphocholine (DOPC)]に NaOH 水溶液をマイクロインジェク
ションすることでベシクルの周囲に pH 勾配を作り出すと、その勾配下でベシクルが一方向的に駆動することを見出した[3]。この駆動現象に対して我々は、高い pH 環境にベシクルが晒されることで、ベシクル膜を構成するリン脂質の加水分解が進み、親水性の高い Lyso-PCや脂肪酸が生成され[4]、その結果ベシクル膜表面で界面エネルギー勾配が生まれるため、ベシクルはそのエネルギーが低下する方向に移動するというモデルを提案している。
さらに我々は、塩基性水溶液以外の様々な化学種（一価金属イオン、二価金属イオン、非イオン性溶質）をマイクロインジェクションし、DOPC ベシクルの応答を調べた。その結果、二価金属イオン水溶液で NaOH 水溶液と同様なベシクルの移動が観察された。その移動速度は数十 µm/s であり、ピペットに近づくにつれて次第に速度が増した。これらの水溶液のイン
ジェクションでは pH の変化は起きないため、ベシクル膜の加水分解は生じない。よって
NaOH 水溶液のインジェクションの場合のようにベシクル膜の加水分解生成物によるベシク
ルの界面エネルギーの低下とは異なるメカニズムでベシクルが動いていると考えられる。本
発表では二価金属イオンのインジェクションによるベシクルの移動のメカニズムを同条件下でのコロイドの駆動と比較しながら議論を行う。
【参考文献】(1) N. O. Young, J. S. Goldstein, and M. J. Block, J. Fluid Mech., 1959, 6, 350.
(2) J. L. Anderson, M. E. Lowell, and D. C. Prieve, J. Fluid Mech., 1982, 1 1 7 , 107.
(3) A. Kodama et al., Soft Matter, 2015, submitted.
(4) C. R. Kensil and E. A. Dennis, Biochemistry, 1981, 2 0 , 6079.

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PA-10線形高分子と環状高分子の混合系の自己無撞着場理論（東北大理）後藤高彰, 川勝年洋

【はじめに】
環状高分子を、非生物材料をもちいて生成する場合は、線形高分子の端同士を化学反応でつなげることで生成される。このとき、すべての線形高分子を環状高分子にすることは難し
く、線形高分子のまま残るものがある。このような線形高分子と環状高分子の混合系の振る舞いが解明されれば、どの程度環状高分子の合成反応が進んだのか知ることができるようになる。(1)(2) このような混合系において、線形高分子が環状高分子を通り抜けて拘束される効果に着目して自己無撞着場理論によって解析する手法を提供する。
本研究では線形高分子と環状高分子の混合系の振る舞いを知るための最初の段階として、
次のような系を考えた。高濃度の線形高分子溶媒中に少量の環状高分子が存在し、平衡状態
で線形高分子が環状高分子に拘束されている状態になる。このとき環状高分子によって拘束されている線形高分子の様子を、自己無撞着場理論を使って求めた。系を環状高分子とそれに拘束されている線形高分子、拘束されていない線形高分子に分けて、線形高分子の分布を平均場で表して計算を行った。
環状高分子の慣性半径は線形高分子に比べて小さく、また分子数も線形高分子よりも十分小さいので、環状高分子を簡単化して捉えた。まず、環状高分子を点状であるとした場合、次に環状高分子が球状にガウス分布しているとした場合を考えた。また拘束されている線形高分子の本数は固定して、抜け出る傾向を調べた。
【結果と考察】環状高分子が点状のときは、何本の線形高分子がどのセグメントで拘束されているかを表す関数 n(s)を導入して、線形高分子の拘束のされ方を調べた。n(s)をガウス関数で表せると仮定し、標準偏差や中心の位置を変えて、最も安定な拘束のされ方を求めた。セグメント数10、空間の動径方向の長さ 20、線形高分子の分子数は 100、χパラメータを 10 とした。低分子溶媒の場合は両端にガウス関数を置いた場合の標準偏差 2.3 付近が安定であり、線形高分子が拘束から抜け出ようとする傾向が見られた。高分子溶媒の場合は両端にガウス関数を置いた場合の標準偏差 4.64 のときが安定であり、理想鎖のように振舞うという結果が得られた。
【参考文献】(1)J.D.Halverson et,al. Phys. Rev. Lett. 108, 03831 (2012).
(2)M.Kapnistos et,al. Nature Mater. 7, 997 (2008).

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PA-11

マルチスケールシミュレーションを用いた溶融紡糸工程の解析（京大院工）〇佐藤健, 谷口貴志

【はじめに】
高分子流体は複雑流体と呼ばれており, その微視的な絡み合い構造・配向などは巨視的なレオロジー特性に大いに影響を及ぼすことが知られている. これまで，高分子材料の研究で実施されてきた多くの流動シミュレーションでは，流体の応力算出のために，経験論的な構
成方程式が用いられてきた. しかし構成方程式を用いたのでは, ミクロな構成要素の特徴とそれらの集合体のマクロな性質を直接関係づけることができない．逆に，分子動力学に基づ
くミクロスケールのシミュレーションを巨視的な空間スケールで，かつ，マクロスケールの特徴時間まで行うことは，計算負荷の観点で現実的ではない．一方，密度汎関数法などのメ
ソスケールモデルでは, 分子形状や化学的な特性などが粗視化によって生じる少数のパラメータで表されており，ミクロスケールの構成要素の特徴とそれらのマクロスケールな集合体
としての性質を直接関連付けられない. そのため,ミクロ, メソ, マクロな性質を直接関係づけることができるマルチスケールシミュレーション(MSS)法の確立が強く望まれてきている.
このような手法は現在までに, 平行平板間や, 円柱周りの流れのような比較的単純な流路に適用され, 成功を収めてきた[1], [2]. 本研究では, この手法を工業的にも重要な紡糸工程に適用し結果を考察することとした.
【結果と考察】本研究においては, ミクロスケールの応力の算出方法として, ダンベルモデルと Slip-link
モデル[3]を用いた. また, マクロな流動については粒子法を用いて解くこととし, 各粒子それぞれにミクロな高分子シミュレータが埋め込まれているとすることで, MSS を実現した.
まず, ダンベルモデルを用いた MSS から, 糸の断面積が周期的に変動する現象(ドローレゾ
ナンス現象)の発生点が高分子の緩和時間に関係することを確認した. 同時にミクロな情報として, 高分子が流れ方向に配向していくこともわかった.
次に, Slip-link モデルを用いて MSS を行った. 高分子溶液においては, 絡み合いに起因する相互作用が重要であることが知られている. しかし, このような絡み合いを実験で直接観察することは不可能である. Slip-link モデルはそのような絡み合いに着目した粗視化高分子モデルとなっており, Slip-link モデルを用いることで, マクロな流動とミクロな配向や絡み合いを直接関連付けることができる. このモデルを用いた MSS においては, ドラフト比の増加とともにマクロな流動によって絡み合いが変化することが明らかになった.
今回の発表では以上のことについて詳しく議論する.
【参考文献】[1] T. Murashima and T. Taniguchi, J. Polym. Sci. B. Polym. Phys., 48, 886 (2010).

[2] T. Murashima and T. Taniguchi, EPL, 96, 18002 (2011).
[3] M. Doi and J. Takimoto, Phil. Trans. R. Soc. Lond. A., 361, 641 (2003).

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PB-01

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PB-02

自己生産ベシクルにおける PE 脂質の役割について（ 東北大院理）神保 岳大、佐久間 由香、今井 正幸（山口大物理・情報科学）浦上 直人（Jozef Stefan Inst., Univ. of Ljubljana）Primoz Ziherl【はじめに】細胞は、様々なソフトマターから構成されているが、その全てを一から組み上げるのではな
く、ソフトマターの物理的な性質を上手く用い、自己組織化や自発的な変形を利用することで初めて形作られるものである。細胞の機能を発現する重要な場の一つである生体膜もまた、リン脂質の両親媒性によって二重膜構造を成しており、そのモデル膜であるベシクルは、膜弾性理論を用いて変形や相分離等の物理的性質を広く研究されてきている。ベシクルの変形の中でも生命機能に密接に関係するものとして、外部からの脂質分子の取り込み等による余剰面積の増加を駆動力とし、一つの球状ベシクルが二つの球状ベシクルへと分裂を繰り返す
自己生産過程がある。この機構を解明することは、初期の生命がどのようにして自己生産という生命にとって必須の機能を獲得していったのかを探求する上でも重要である[1]。
シリンダー型脂質である DPPC と逆コーン型脂質である DLPE で構成される二成分ベシクル
は、適切な温度変化を繰り返すことで容易に自己生産的な分裂を繰り返すことが知られており[2]、このベシクルの動的な形状変化を三次元で観察し、ベシクルの形状を定量化する三次元画像解析手法[3]を用いることで、自己生産過程における形状変化を明らかにし、膜弾性理論に基づき、その機構について検討した。
【結果と考察】DPPC と DLPE の二成分ベシクルの複数世代に渡る再帰的な分裂過程について、三次元解析を行った。この解析をもとに、ベシクルの形状を決定する重要なパラメータである換算体積v と面積差∆a の変化を計算した。結果として∆a が v の変化に応じて階段状に飛びを見せながら変化するという ADE model におけるベシクル変化の予測と一致するものであった。このADE model から得られる相図を用いて、脂質分子の断面積や分子数から定まる最適な面積差∆a0 の変化を推定すると、今回観察された自己生産過程は、i) ベシクルの大きさや世代に依らず、相似的な分裂を繰り返している。ii) 観察結果から得られる∆a0 の大きな増加は単純なゲル-液晶転移のみを考慮しただけでは説明できない。ということが分かった。これに対し、ベシクルの二分子膜上でシリンダー型脂質と逆コーン型脂質が、球状ベシクルの曲率に応じて再分配され、非対称な脂質分布が実現していると仮定することで、統一的に 2 つの項目を説明できることが分かった。この再分配は、降温時に膜面積の減少による内圧上昇で膜上に開く孔を通じて起きると考えられ、外膜と内膜の自由エネルギーを比較することで考察していく。
【参考文献】[1] J. W. Szostak, D. P. Bartel and P. L. Luisi: Nature 409 (6818) (2001) 387.
[2] Y. Sakuma and M. Imai: Phys. Rev. Lett. 107 (2011) 198101.
[3] A. Sakashita, N. Urakami, P. Ziherl and M. Imai: Soft Matter 8 (2012) 8569.

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PB-03高分子ブレンド結晶の不均一核からの成長ダイナミクス
首都大物理

関口

俊一、及川

典子、栗田

玲

【はじめに】
高分子は長さを持つ影響で、低分子とは異なる挙動を示すことが多い。特に結晶化挙動に関しては高分子の分子鎖同士が絡まって存在する影響で、形成過程や結晶構造が異なる。高分子溶融体を過冷却状態にすると高分子は結晶化を始めるが、分子鎖の絡み合いは容易には解消できず、部分的に結晶化し、結晶－非晶が層状に連なったラメラ構造をとる。また、高分子の種類によってはラメラ構造が側鎖や不純物の影響で規則的な周期でねじれて成長する。
以上のように、高分子の結晶化は低分子とは異なる特徴を持つことが知られているが、これまでの研究は均一核から形成した結晶に対して多く行われてきた。しかし、高分子の溶融
体は粘性が高いため不純物や気泡が多く入りやすく、ここから不均一核形成が起こりやすい。
このような中で、高分子の結晶化に関する不均一核形成の影響を調べた明確な研究は少なく、我々はそこに注目して実験を行った。
今回用いた高分子試料は PCL/PVB ブレンド系
で、これはラメラ構造のねじれが観察される系である。PCL は結晶性高分子、PVB は非晶性高分子であり、Pure PCL ではラメラ構造はねじれないが、PVB をブレンドすることによりラメラ構造がねじれて成長する。

図１:ラメラのねじれ【結果と考察】PCL/PVB ブレンド系をガラス壁面と高分子フィルム壁面を用いて、不均一核形成させたところ、ラメラのねじれ周期がこの 2 種類間で異なることがわかった。一方、結晶のねじれ周期は大きく異なるのに対し、熱量測定では結晶の融解には大きな差は見られなかった。これはラメラ厚にあまり差がないことを意味している。ねじれの周期を決めている要因を調べるため、これらの成長速度などを測定した
その結果について発表する。
図２:高分子ねじれ結晶

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PB-04ཻࢠ๏Λ΋͍ͪͨ೪஄ੑମͷҾͬுΓ‫ڍ‬ಈղੳ(౦๺େ ཧ) ؔࠜ೜ɺ઒উ೥༸

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ʹ͓͚Δີ౓৔͸࣍ͷΑ͏ʹॻ͚Δɿ

ρ(x) =N−1∑
j=0mδ(x − xj (t)) ≈

N
−1
∑
j=0

W (xj − xk )m W (|xj − xm |, h)৔ id=j-3

ཻࢠ id=j৔ id=j-0

৔ id=j-1

ཻࢠ id=k ৔ id=j-4
৔ id=k-0

ਤ 1. ‫ࢉܭ‬Ϟσϧͷઆ໌

mj W (|x − xj (t)|, h)࠷‫ޙ‬ͷۙࣅ͸ɺЎؔ਺Λ͸ภࠩ h ͷΨ΢ε෼෍ؔ਺Ͱۙࣅͨ͠ɻ
೚ҙͷ఺ x ʹ͓͚ΔҰൠతͳ෺ཧྔ ϕ(x) ͸ɺ֤఺ʹ͓͍ͯରԠ͢Δ
஋ ϕj Λ༻͍ͨॏͶ߹ΘͤʹΑΓද‫͢ݱ‬Δɿ

Wjk = ∑

৔ id=j-2

͜͜Ͱɺϕ(xj ) =N−1∑ਤ 2. ‫ྫࢉܭ‬ɿॳ‫ظ‬഑ஔWjk ϕkk=0͜ͷ෺ཧྔͷඍ෼‫ࢉܭ‬ΛɺҎԼͷΑ͏ʹۙࣅ͢Δ (ਤ 1 ࢀর)ɿ)ϕ(x + e1 ) − ϕ(x + e3 ) ϕ(x + e2 ) − ϕ(x + e4 ),∇ϕ(x) ≈2h2h
∑4
ϕ(x + em ) − 4ϕ(x)∆ϕ(x) ≈ m=1h2
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1
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(1) Y. Norizoe and T. Kawakatsu, Europhys. Lett. 72, 583-589 (2005).
(2) Y. Norizoe, H. Jinnai, and A. Takahara, J. Chem. Phys. 140, 054904 (2014).

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PC-01

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PC-02

イオン液体の水への溶解におけるエタノール注入の効果（首都大物理）深川

啓太，

及川

典子，

栗田

玲

【はじめに】
我々は、以前の研究[1]で、水溶媒におけるイオン液体の溶解過程を観察し、イオン液体が水への１方向拡散によって溶解していることがわかった。この１方向拡散の定量的な測定から、界面にエネルギーバリアがある確率的過程と考えられている。しかしながら、局所的な飽和や粘性の違いによるものという可能性が完全に否定できている状態ではない。
そこで今回は、アルキル基の疎水性相互作用によって構造が作られているかどうかを確認するための実験を行った。水溶媒に少量のエタノールを注入しても、飽和量や粘性の違いに大きな差はないため、溶媒の性質はほとんど変わらないと考えられる。そこで、イオン液体の水への１方向拡散によっての溶解が、局所的な飽和や粘性によるものであれば、溶解過程
はエタノールが混入しても変化しないと予想される。一方、アルキル基の疎水性相互作用によって構造が作られている場合、エタノールの混入により界面構造に影響を与えるため、溶解過程に大きな変化が現れるのではないかと考えている。
今回の実験では、まず水溶媒にエタノールを注入し、水/エタノール混合溶液を作成した。
そして、その中にイオン液体を注入し、それが完全に溶解するまでにかかる時間と、その界面張力を測定した。
【結果と考察】水溶媒に少しずつエタノールを注入することにより、イオン液体の溶解にかかる時間は短
くなり、ある比率を越えるとイオン液体は溶媒との間に界面を作らずに、時間をかけて溶解した。また、エタノールの量が増加すると溶媒とイオン液体間の界面張力は減少していった。
今回の発表では、イオン液体の水/エタノール混合溶媒における溶解において、エタノールが界面に作られる構造に与える影響について報告する。

(b)

(a)

10 mm
図 1.水溶媒におけるイオン液体の溶解過程【参考文献】[1] 及川, 田原, 栗田

日本物理学会第 70 回年次大会（2015 年） 23pAQ-2.

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PC-03

ラポナイト懸濁液への一価カチオン依存性（九大院理）藤井明彦（同志社大生命医科）貞包 浩一朗（立命館大理工）深尾 浩次（九大院理）木村 康之【はじめに】
ラポナイトは直径 25nm、厚さ 1nm 程度のディスク状粒子であり、溶液中で面と側面がそれぞれ正と負に帯電する。ラポナイト分散溶液は、時間経過と共にガラス化、もしくはゲル化が進行する。ここで、観察されるガラス構造は、粒子面間に働く長距離の静電斥力による斥力
ガラスがある。一方、ある条件下では粒子同士が T 字型に結合し、ネットワーク状の構造（ゲル構造）を形成する場合もある。分散溶液が、ガラス化するか、ゲル化するかは、ラポナイ
トの濃度に依存する。また、ガラス化が進行するラポナイト濃度であっても、NaCl のような塩を添加することでゲル構造が形成することが報告されている。その理由として、粒子間の長距離静電斥力が NaCl により遮蔽され、粒子同士の接触が容易になったためであると解釈できる。本研究では無機塩をラポナイト分散液に添加した際の粘弾性挙動の変化を測定し、塩の添加による静電遮蔽の効果に関する詳しい理解を得ることを目指した。
【結果と考察】陽イオン種による粘弾性変化を明らかにするため、LiCl、NaCl、KCl を用いて実験を行った。
塩濃度を 9mM に調整した水溶液にラポナイト XLG を 3.0wt%になるように分散させ試料をエイジングさせ、固化した試料をレオメーターを用いてずりを印加することで一度形成された構造を壊し、構造の再形成（若返り現象）を測定した例を図１に示す。図２は試料にかかる応力の歪み依存性から試料の壊れやすさを評価した例である。これらの結果を通じて一価カチ
オンの種類が試料の構造形成のどのような違いを与えるのかを明らかにした。

図 1：構造形成による貯蔵弾性率 G’の増加とその依存性とイオン種依存性。

図 2：試料に掛かる応力－歪み曲線のイオン種依存性。

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PC-04

泡沫における崩壊過程（首都大物理）古田 祐二朗、及川

典子、栗田

玲

【はじめに】
泡沫は液体中に気体が内包されている複合状態であり、洗浄などによく使われるため、工業的には重要である。その一方、泡の形状や安定性など物理学だけではなく数学的なアプローチもあり、非常に興味深い。
泡沫における気体の体積分率が大きいとき泡沫が“ドライ”であるといい、それに対し、気体の体積分率が小さいとき泡沫は“ウェット”であるという。シミュレーションでは、均
一なセルの大きさの 2 次元泡沫が崩壊していく中で、気体の面積分率が 0.84 未満になるとウェットな泡沫になっていくと考えられている。しかし、ドライからウェットへの転移においてまだ実験的な研究がほとんどなく、その転移が連続なのか不連続なのか興味深いため、画像解析からドライ・ウェット転移を定量的に測定し、その転移ダイナミクスを明らかにすることを目的とした。
【結果と考察】実験では、テトラデシルトリメチルアンモニウム臭化物(TTAB)を純水に溶かし、グリセロールで粘性を調節したものを、キャピラリーとポンプを用いて泡沫を作製した。その泡沫をスライドガラスではさむことにより 2 次元泡沫を作製した。それを長時間放置すると、泡沫が崩壊し、この過程において気体が抜けていくため、気体の体積分率が時間変化する。そのため、ドライ泡沫はウェット泡沫に時間とともに転移していく。その様子を撮影し、画像解析を行った。研究会では、定量的な結果について発表する。

図 1、ドライ泡沫

図 2、ウェット泡沫【参考文献】(1) J. Lauridsen, M. Twardos, M. Dennin
Shear-induced stress relaxation in a two-dimensional wet foamPhys. Rev. Lett., 89 (2002), p. 098303

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PC-05

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PC-07

温度勾配による二分子膜ラメラ相の線欠陥のダイナミクス（首都大物理(1)、東大生研(2)）栗田玲(1)、三井駿(1)、田中肇(2)【はじめに】
界面活性剤は親水基と疎水基の両方をもち、水との分散系においては疎水基を水と触れさせないためにミセルや二分子膜などの自己会合体を形成する。さらに、この自己会合体を単位構造として、よりマクロな高次構造を形成することが知られている。特に二分子膜では、膜が層状に積み重なったラメラ相と双連結的につながったスポンジ相などの高次構造が存在する。これらの自己会合体や高次構造は濃度や温度の変化に対し、敏感に応答することが知られている。
界面活性剤・水系が作る二分子膜の研究はこれまで温度均一条件での研究がほとんどであった。しかし、自然界や生体系では温度不均一、すなわち、温度勾配下で多彩な現象を発現している。温度勾配下には、界面エネルギーの温度依存性から流れが生じるマランゴニ効果
や二成分の液体系において温度勾配を与えると濃度勾配が誘起されるソレー効果など、温度均一系では見られない様々な現象がある。このような温度勾配下では、温度や濃度の変調に対し敏感な二分子膜やその高次構造は温度勾配による影響を大きく受けると考えられる。そこで我々は温度勾配下による二分子膜とその高次構造であるラメラ相への影響を明らかにすることを目的として研究を行った。
【結果と考察】
界面活性剤・水系である非イオン性界面活性剤
C10E3/H2O 系の低濃度のものをカバーガラスで作成したセルに封入する。それをホメオトロピックに配向させたラメラ相になるように調整し、温度勾配を与え、顕微鏡で観察する実験を行った。ホメオトロ
ピックな配向とはガラスに界面活性剤が立つように配向した状態をいう（図１）。その結果、温度勾配によって界面活性剤分子が高温領域から低温領域に移動し、膜面内で濃度勾配が誘起される二次元的ソレー効果を示す結果を得た。また、クサビ型のサンプルセル（図１）を用いて、ホメオトロピックに配向させ、二分子膜の配向と線欠陥の方向を制御

図 1 クサ ビ型セ ルとホ メオト ロピッ クに配 向した ラメラ 相した。これにより、二分子膜への温度勾配の影響を定性的に議論することが可能となった。
その結果、温度勾配によってラメラ相の線欠陥の移動が観測された。これらの結果を膜面内での二次元的ソレー効果による濃度勾配とラメラ相における二分子膜のゆらぎの関係から考察を行った。

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(1) R. Dreyfus et. al., Nature, 437, 862 (2005)(2) M. M. Hanczyc et. al., J. Am. Chem. Soc., 129, 9386 (2007)

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(1)M.Imai, K.Kaji, and T.Kanaya, Macromolecules, 1994, 27, 7103.

(2)W.Chung, et al. , Macromolecules, 2011, 44, 1140.

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(1) K. Izutsu, M. Heller, T.W. Randolph, J.F. Carpenter, J. Chem. Soc., Faraday Trans. 94: 411-418(1998).
(2) K. Izutsu, H. Shibata, H. Yoshida, Y. Goda, J. Pharm. Sci. 103: 2139-46 (2014).

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PD-02

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PD-04

コレステリック液晶エラストマーの刺激応答特性（ 京工繊大院工）永井芙茉，○浦山健治（京大院工）渕上雄太，瀧川敏算【はじめに】
液晶とゴムが複合化された液晶エラストマー(LCE)は液晶性とゴム弾性の両性質をもち，液晶配向とゴムのマクロな形状が強く相関する特徴を示す。局所ダイレクタが周期的ならせん配列をもつコレステリック液晶は，円偏光に対する選択反射特性に代表されるユニークな光学特性をもつ。我々は液晶配向のらせん軸が膜面に垂直，もしくは平行な２種のコレステ
リック LCE(CLCE)膜を作製し，温度，電場および圧縮ひずみに対する応答挙動を調べた。
【結果と考察】温度応答特性
液晶配向のらせん軸が膜面に垂直な CLCE 膜(N-CLCE)を作製し，温度変化に対するマクロ変形および選択反射特性の変化を調べた。冷却すると，膜はらせん軸方向に縮み，それと垂直な二方向には伸びるマクロ変形を示すとともに，選択反射を示す波長域の中心波長(λc)
は低波長側にシフトした。冷却による液晶の配向度の増加によって，らせん配列のピッチ長が短くなり，それに伴ってらせん軸方向の膜厚が小さくなることを示している。λc の変化とらせん軸方向の膜厚の変化は，おおよそアフィン関係にあることがわかった[1]。
液晶配向のらせん軸が膜面の一方向に平行な CLCE 膜(P-CLCE)を作製し，熱変形挙動を調べた。温度変化を与えると，らせん軸方向に膜がマクロに伸縮する挙動は N-CLCE 膜の場合と同様であったが，膜表面にらせん周期に相当する周期的な凹凸が生じ，凹凸が温度変化に対して定常波のように変化する挙動が観察された。観察された膜表面の凹凸とその温度応
答は，液晶の局所ダイレクタのらせん配列と配向度の増減を反映していると考えられる。
圧縮ひずみに対する応答挙動
P-CLCE 膜のらせん軸と平行方向に圧縮ひずみを加え，選択反射特性のひずみ依存性を調べた。圧縮下でも選択反射特性は保たれ，ひずみの増加とともに λc が短波長側にシフトする挙動が観察された。温度変化の場合と同様に，圧縮による膜厚変化と λc の変化はおおよそ比例関係がみられた[2]。
電場応答挙動
P-CLCE 膜を低分子液晶で平衡に至るまで膨潤させ，コレステリック液晶ゲルを得た。このゲル膜を膜厚よりも大きな電極間距離をもつ光学セルに膨潤溶媒とともに封入し，らせん
軸と平行方向の電場に対する応答挙動を調べた。ゲルは電場方向に伸長変形を示し，そのひずみは電場とともに大きくなった。一方，透過光強度は電場下では大きく減少したが，電場強度がある程度以上大きくなると再び増加し，λc が高波長側にシフトする挙動がみられた[3]。
観察された力学および光学特性の変化に対する考察については当日述べる。
[1] Nagai, Urayama, Phys. Rev. E, 92, 022501 (2015).

[2] Varanytsia, Nagai, Urayama, Palffy-Muhoray, Sci. Rep., accepted for publication.
[3] Fuchigami, Takigawa, Urayama, ACS Macro Lett., 3, 813 (2014).

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PD-05

脂質二重膜のバディング（首都大学東京・理工学研究科）好村滋行（チャールス・サドロン研）Jean Wolff（テルアビブ大）David Andelman【はじめに】細胞はバディング（出芽）によって分裂や増殖をするため、その物理化学的なメカニズムを解明することは重要である。ここでは、生体膜のモデルとして二成分の脂質二重膜を考え、膜内のドメインによって誘起されるバディングのモデルを提唱する[1]。我々のモデルは、
Lipowsky によって提唱されたモデル[2]の拡張になっている。
【結果と考察】二種類の脂質分子 A および B から成るドメインを考える。バディングを記述するエネルギーとして、(i)ドメインの曲率弾性エネルギー（曲げ剛性率に比例）、(ii)ドメインの境界で働く線エネルギー（線張力に比例）、(iii)二重膜の相分離エネルギーの三つの寄与を考慮する。重要な仮定として、それぞれの単層膜の自発曲率は、二種類の脂質分子の濃度差に対して線形的に依存するとした。ドメインの形状としては、図１のように、コンプリートバディ
ング（a）、インコンプリートバディング（b）、フラット（c）の三状態を想定した。最初に
全自由エネルギーをドメインの曲率（球面の一部と仮定）について最小化し、最終的には共通接線法によって、換算温度と平均濃度を変数とする相図を作成した。
いくつかのパラメータについて相図を計算した結果、二枚の単層膜間の濃度の非対称性に
よってバディングが誘起されることがわかった。また、あるパラメータ範囲では、一次転移と二次転移が連続的につながる三重臨界点や、三重点の存在が予測される。また、曲げ剛性
率と線張力で決まる「陥入長」の変化が、相図のトポロジーに及ぼす影響についても議論する。

図１：ドメインのバディング【参考文献】[1] J. W olff, S. Kom ura, and D . And elm an, Phys. Rev. E 91, 012708 (2015).
[2] R. Lipowsky, J. Phys. II (France) 2, 1825 (1992).

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PD-06

実面積一定条件における弾性膜の残留応力のモンテカルロ計算（ 東京大学物性研究所）芝隼人【はじめに】
脂質弾性膜のゆらぎはヘルフリッヒ自由エネルギーで記述される。ところで、重要な弾性係数であるところの表面張力には２つの定義があることが知られており、ヘルフ
リッヒのエネルギーに含まれているのは実面積に共役な内部応力である（ここではとりたてて内部張力と呼ぶ）。一方、力学的に測定可能な表面張力は射影面積に共役な力学張力（フレーム張力）である。低い張力の領域で顕著なことであるが、実面積と射影面積の差に由来して両者は異なっており、膜面のゆらぎを支配する表面張力がどちらなのか（どちらに近いのか）が議論されてきた。今回はモンテカルロ計算を用いて理想膜面に対して、張力の差がどのようになっているかを議論する。具体的には、射影面積がステップに応じて変化する格子膜を用いて、微分幾何学的に正確な曲率エネルギーを使用した。
【結果と考察】内部張力と力学張力を行った。この際、内部張力と力学張力を両者同時に指定できるモンテカルロ計算を行うにあたって、膜格子の長さの分解度を定めるのが格子間隔であるに着目すれば、２つの応力の関数としてこれらの面積の大きさの理論式を書き
下 す こ と が で き る (a)。実 面 積 一 定 と な る 両 者 の 張 力 の 組 み 合 わ せ を 定 め 、張 力 の 大 きさにの関数として２つの張力差をプロットすると、理論式が厳密に成立した。したがって両者の張力の差が正確に記述できることが示された。
ゆらぎのスペクトルから、実際のゆらぎを支配している表面張力（以下、ゆらぎ張力）の推定値を計算可能である。非線形な曲率エネルギーの使用が行われた場合に、ゆらぎ張力は力学張力に近い値をとるがが、優位に大きい値をとることが示される。
ただし、この曲率エネルギーの使用に際しては、膜面が傾斜したときにたて自由度しかないことによって獲得されるエントロピーの寄与を取り入れる必要がある。また、
通 常 よ く 用 い ら れ た 、 曲 げ の 非 線 形 性 が 取 り 入 れ ら れ て い な い 線 形 曲 率 （ sim ple
Laplacian ） 表 式 を 使 用 し た 場 合 に は 、 ゆ ら ぎ 張 力 が 見 か け 上 、 内 部 応 力 に 近 い 値 を取る。これは従来理論で解けるものであり、その予言を確認する結果となっている。
結論として、ゆらぎ応力と力学張力は近い値を取る。ただし、現在の計算の範囲ではわずかな差があり、この原因が本質的なものか補正項由来かは現時点でははっきりし て い な い 。 (b)【参考文献】(1) J.-B. Fournier and C. Barbetta, Phys. Rev. Lett. 100, 078103 (2008).

(2) H. Shiba, H. Noguchi, and J.-B. Fournier, submitted, arXiv:1510.02546 (2015)

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PD-07

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PD-08

電解質水溶液の誘電率：塩濃度への非線型依存性(九州大学 大学院工学研究院 化学工学部門) 名嘉山 祥也(Tel Aviv University) David Andelman
高い塩濃度における電解質水溶液の誘電率について議論する. 溶液の誘電率は静電相互作用のスケールを決める重要なパラメータであり，とくに帯電界面近傍や高分子電解質の近傍といったイオン濃度が高い領域の静電相互作用を変調させ，濃度分布や構造の変化に強く関与する．またイオン濃度依存誘電率は，対イオンの排除体積とともに電気二重層の静電容量を決定する [1]．溶液の誘電率は塩の濃度に非線型に依存し，また塩濃度依存性は塩の種類によって異なることが知られている. 低塩濃度における誘電率減少は水和の効果によると理解されているが，高塩濃度の非線型依存性の仕組みは解明されていない．不均一媒体の誘電率を記述す

る Bruggeman–Hanai モデルにもとづき，イオン溶液の誘電率を導出し，イオンの脱溶媒和の効果を考慮して拡張した. 1 価の電解質の実験データを解析し, 次のことを議論する．(i) 誘電率の塩濃度依存性と脱溶媒和の寄与．(ii) 塩の種類による脱溶媒和の傾向とイオンの溶媒和の強さとの関係．

Acknowledgments
The numerical calculations have been partly carried out using the computer facilities at
the Research Institute for Information Technology, Kyushu University. Y.N. would like toacknowledge support from the JSPS Institutional Program for Young Researcher Overseas
Visits and the hospitality of Tel Aviv University where this project was initiated. This work
has been supported by Grants-in-Aid for Scientific Research (JSPS KAKENHI) under Grant
No. 26400433, the Israel Science Foundation (ISF) under Grant No. 438/12, and the U.S.Israel Binational Science Foundation (BSF) under Grant No. 2012/060.
Reference[1] Y. Nakayama and D. Andelman, J. Chem. Phys. 142, 044706 (2015).

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(1) D.C. Wright and N.D. Mermin, Rev. Mod. Phys. 61, 385 (1989).
(2) K. Higashiguchi, K.Yasui and H. Kikuchi, J. Am. Chem. Soc. 130, 6326 (2008).

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PD-10

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PD-11

回転電場におけるダイポール及びキラリティを持つプロペラ粒子（山形大学）牧野真人（北京航空航天大学）土井正男【はじめに】
キラリティとは、ある物体とその鏡像を重ね合わせることが出来ない性質である。たとえば、
我々の左手と右手の関係に相当する。この左と右という性質は、ドーナツの穴の数などで議論されるようなトポロジー不変量ではない。左手の手袋は、そのままでは右手にはめることは出来ないが、左手の手袋を裏返すことで、右手にはめることが出来る。このとき、手袋は裏返すという連続的な変形を経ていることから、左、右という性質が連続的に変わることが分かる。すなわちトポロジー不変量でないことが分かる。 本発表では、回転電場𝑬𝑬 =
𝐸𝐸0 (cos 𝜔𝜔𝜔𝜔𝒆𝒆𝑥𝑥 + sin 𝜔𝜔𝜔𝜔𝒆𝒆𝑦𝑦 )を与えることにより、ダイポール及びキラリティを持つプロペラ粒子(図)が粘度𝜂𝜂の流体中でどのような移動度を持つか、議論する。ただし、分子などの場合を想定して、温度𝑇𝑇の影響が電場𝐸𝐸0 に比べて大きいとする。
【結果と考察】配向空間によるフォッカープランク方程式を利用して、計算すると、プロペラ状粒子の二つの円盤が適当に離れている場合、次の式で、電場に垂直な移動速度が表される。

〈𝑉𝑉𝑧𝑧 〉 =𝑚𝑚′2 sin 2𝜃𝜃 cos 2𝜙𝜙
𝜔𝜔𝜔𝜔
𝑎𝑎 2
2
𝐸𝐸
+
𝑂𝑂
((
) )
768𝜂𝜂𝜂𝜂ℎ𝑘𝑘𝐵𝐵 𝑇𝑇 1 + (𝜔𝜔𝜔𝜔)2 0ℎ

ここで、𝜏𝜏 = 64𝜂𝜂𝑎𝑎3 /3𝑘𝑘𝐵𝐵 𝑇𝑇および、𝑚𝑚′2 = 𝑚𝑚12 + 𝑚𝑚22 でプロペラの軸に垂直なダイポールの大きさである。二つのなす円盤の角度2𝜃𝜃およびダイポールの向きを表す角度𝜙𝜙が、キラリティを表すパラメータとなっている。それぞれ、sin2𝜃𝜃, cos 2𝜙𝜙で三角関数によって表され、連続的に符号が変わる、すなわち、連続的に左から右に移っていくのが分かる。このように移動方向が、キラリティに応じて、異なることから、回転電場を用いることによって、キラリティに応じ粒子を分離することが可能であることを示唆している。

図

プロペラ粒子。(a)横から見た図。(b)上から見た図。二つの円盤は十分離れているとして流体相互作用は無視している。また、二つの円盤を繋ぐ軸は、二つの円盤を相対的に固定するもので、流体力学的には、作用しないとして計算した。

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(1) C. J. Weijer., J. Cell Sci. 122, 3215 (2015); P. Friedl and D. Gilmour, Nat. Rev. Mol.
Cell Biol. 10, 445, (2009); P. Rorth, Annu. Rev. Cell Dev. Biol. 25, 407 (2009).

(2) F. Graner and J. A. Glazier. Phys. Rev. Lett. 69, 2013, (1992).

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