P-01

ò÷;K9?@9À°EGN$×ÐçÖ>6CJ9;
đ ­ćgÿÌĒ´ÆÿWQ·f\Q

úÏc

%-#
¹

ĉ¹



1À°k$Âwß#ra%ÑË"ĐØ4§;K9?@9đSmĒÀ°ÔÑË1$Ô%ò÷;K9?@9Ô Õ/2VÚ$ÇÞ~Herringbone ºý4§ SmE ÔÑË1"²û¤% X ä}¦IR Å4V

ºýLAN$õô½!ë32

kH5SmE Ô$³ºý4£.çaÒ#m21èyÁ

1Y4®/#$»"â°Ø4£¾ùÒ`Ç$Þ~ÑË1 SmA Ôö4§ÂwÀ°$ß#x1

æjÒ"ðâ¸4 Fig.1 #×àĂÛ4ÜÖ$ăÓçìĊ#íª$B

K6P£2¯Ą

.#Z

2î32EGN%iaé,»#(2#þâ&'m2áå)$8M;ÝjÒ#ï/21 crack pattern1ÀaÒÖ
ÖĆçÖ>6CJ9;Í1Y4Ñï³Ñì%

ç4EGNÉ#b£ďâ¸#â¸ò÷v¹4£1Y¬" dipole ÔZbÎÍ1:1 $LDIRºýñ¶4ë
1È4§[1]2*ð2F=RP%ač_0r£kß$ SmA Ôï/2%Ð"1[3][}ð2aÒÖ4ÀaÒÖz(Y#1ÐÖÍ1µ^#%Äĉ¹0

Ñ1$&'mqlÐ

k$öāÇ#ą1

1Ä]TÇ]S#"1Y#ÑË1*Ö#1¯Ą%Ä$oÇ$Ã#ró#o1Ç 12 wt%]S#"1

$d

%

32EGN$:6<$+¿*1e#Ď{1Yk/# 100-1000 nm $Þ~#%çsd $»"Čê"Ā

%ï/2"

#.ą3/Ö¨p$h2±30#ą1ē¼ÔøÙ%ð2"SmE Ô)$þã4æ¢1"1 herringbone Ø4¥Ø

I9O#% SmA Ô.SmE Ô$³

OR7N#%£21YX¡21Ç$o#1ìĊn$ou'ĄĈØ$Ã%$£4×|0ÐÖ$ÑË#"ċ4U



1

æ



1

Fig. 1 Đü7KM©ÐÖ$ðâ¸ĉ¹ k$öā¾% 12 wt%Ä% 25.7 tæ«Ê(1) J.W.Park, et al, J. Am. Chem. Soc, 97, 4398, 1975.
(2) S. Sugisawa, et al, ready for submission.
(3) F. Muller, et al, PRE, 75, 065302(R), 2007.

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-02

紐状ミセル溶液のマルチスケールシミュレーション― 非一様流動場中のネットワーク構造 ―（��大学大学��学���）��

（�����合��所）戸田（��大学大学��学���）川勝

��
��
��

【はじめに】
界面活性剤など両親媒性分子は水中で会合し、臨界ミセル濃度以上で安定なミセルを形成する。さらにある適当なイオン濃度下ではミセル同士が会合し紐状のミセルを形成する。この紐状ミセルが形成する複雑なネットワーク構造は溶液に粘弾性を与え、溶液の流動挙動の予測を困難にしている。流動挙動を予測するためには局所的な変形（の履歴）に対する応力を各流体要素点で予測する構成方程式が必要であるが、一般に導出することは難しい。一方、分子の力学的な運動に基づいた分子動力学法や、早い時間スケールの運動を熱搖動と散逸として繰り込んだ粗視化分子動力学法により、構成方程式の予測や実験との比較が行われており、実験事実とのよい一致が見られている。そこで、分子動力学法や粗視化分子動力学法を構成方程式として用いることで、（計算規模を度外視すれば）比較的容易に紐状ミセル溶液の流動挙動を予測することが可能である。我々は高分子流体のマルチスケールシミュレーシ
ョン法[1, 2]と同様に、流体力学に基づいた連続体方程式（マクロスケール）と、紐状ミセルの融合・分裂を考慮した粗視化分子動力学法（ミクロスケール）を連成させて解くマルチス
ケールシミュレーション[3]を実施し、紐状ミセル溶液の流動挙動と非一様な流動場中のネッ
トワーク構造について解析した。
紐状ミセルの粗視化モデルは戸田・川勝によって開発された粒子・連続場ハイブリッドモ
デル[4]を用いる。特徴として、球状ミセルを粒子一つ、紐状ミセルを複数の粒子をシリンダーでつないだものとして扱うことで、界面活性剤が球状ミセルを形成する時間・空間を粗視化し、大幅な高速化が図られている。ミセルの融合・分裂は MD シミュレーション等でまともに取り扱うことは非常に困難である。本モデルでは粒子とそれをつなぐシリンダーの界面形状・面積から求まる界面エネルギーに基づいた動的モンテカルロ法により決定する。
【��と考察】
２枚の平行な平板間を圧力勾配により駆動する紐状ミセル溶液を考察する。紐状ミセル溶
液は速い変形を与えられるとネットワーク構造が変形し、変形が大きいとミセルが分裂する。
ネットワークを形成する分岐点の数の割合はあるせん断速度以上になると顕著に変化する。
このネットワーク構造の変化に応じて流動場も影響を受け、流路壁近傍と流路中央部では速度勾配の傾きが不連続になる帯状構造が現れる。
【�考��】(1) T. Murashima, T. Taniguchi, EPL, 96, 18002, (2011)(2) T. Murashima et al, J. Phys. Soc. Jpn., 82, 012001, (2013)(3) T. Murashima et al, AIP Conf. Proc., 1518, 436, (2013)(4) M. Toda, T. Kawakatsu, AIP Conf. Proc., 1518, 419, (2013)

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-03���������る��������������
（ ���）��	  ��【����】
���������������������������������������る��������������る。��������������る�����
����て��������������������(1)。�����������
る���������������る�����������る���る。
	  �������������������������������������
����。���������������������������������
る。�������つ�て��������る�����。�����������
�つ�て�����。
【�����】��������������������������������������
�����。図 1 ��������������図 2 ��������������
�����図�������る。���������������る�������
���������。������������������������つ�����������て�る�����る。

0.08

polymercationanion
chargepotential

0.06
0.04
0.02
0
-0.02
-0.04

0

2

4

6

8

10

図 1：������る�����

図 2：������������

�����。���������

���������������

����て����。������

���������������

��������������対��。�����������る。

��て�る。

�����て�る�����る。

【����】(1) Yuki Uematsu and Takeaki Araki, J. Chem. Phys. 139, 094901 (2013).

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-04

粉体層への物体押込みに伴う発生イベントの時間相関
名大理 A, 九大総理工 B
辻大輔 A, 松山和広 B, 桂木洋光 A【はじめに】
粉体が関わる物理現象の統計則は地震や雪崩現象などの統計則と類似性を示すことが多い。
例えば、先行研究(1)では、ガラスビーズを積層させた容器内にステンレス球を低速で押し込
み、その際に生じる粒子の再配列やすべり運動の性質が超音波放射（AE）によって調べられた（図 1）。その結果、発生する AE イベントの規模分布がべき乗則に従うことが明らかになった。べき乗則に従う規模分布は地震活動におけるグーテンベルグ・リヒター（GR）則に類似しているが、そのべき指数は実験の条件によって変動するため、この実験系における粉体挙動の理解のためには、更なる解析が必要である。
その一環として、我々は各イベントの発生時間に注目した。図 2 は実際に取得された AE
信号のデータの一例である。データより、バースト的 AE イベントが多数発生していることが分かる。各 AE イベントは減衰振動を示し、その減衰時間は典型的なイベント間隔に比べて十分短いので、各 AE イベントは分離可能である。本研究では分離された AE イベント間の時間間隔とイベントの規模密度の関係を解析した。解析手法としては、天然の地震現象に対して本震後の余震の発生過程の時間相関の有無を調べるために開発されたもの(2)を使用した。

【結果と考察】図1

図２

天然の地震活動では余震の発生過程が非マルコフ的であることが明らかにされている (2)が、我々の実験では粉体の挙動は、条件に依存して様々な性質を示すことが明らかになった。
具体的には、粉体粒子とステンレス球の粒径比と、せん断速度をパラメータに設定すること
で、系の挙動を区分する相図を得ることができた。発表では、その詳細と自然現象との比較も踏まえ、多角的な議論を行う。
【参考文献】(1) K. Matsuyama and H. Katsuragi, Nonlin. Processes Geophys., 21, 1 (2014)(2) S. Abe and N. Suzuki, Acta Geophysica, 60, 547 (2012)

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-05

球状領域における double twist 構造の安定性（早大理工）吉岡【はじめに】

潤、伊藤

文哉、多辺

由佳

カイラリティを有した液晶相であるコレステリック(Ch)液晶相は、バルクにおいては twist 変形による 1 軸のらせん構造(Single helix)を示す。しかしながら、この Ch 液晶
を狭い球状領域に閉じ込めた場合、配向場は上記の Single helix だけでなく多様な状態をとり得ることが報告されている[1]。本研究において我々は、Ch 液晶が形成する球状の液滴（Ch液晶滴）において二重ねじれ構造(double twist)が発現することを発見し、その安定性に関して
実験、理論の両面から解析を行った。
【結果と考察】 本研究では、Ch 液晶試料としてネマチ
ック液晶混合物（5CB-No270032 混合系、LCC 社）にカ
イラル添加剤 R811 を 0.1~2.0wt.%程度添加したものを用いた。試料の相系列は R811 の濃度にあまり依存せず、等方相(I)-58℃-I+Ch-54℃-Ch である。この試料の I-Ch 共存領域において液晶滴を作製したところ、配向場はSingle helix あるいは Double twist 構造のどちらかを示すことが分かった。また、液晶滴のサイズおよび R811 の濃度を変化させつつ観察を行ったところ、図 1 に示すよ

図 1：Ch 液晶滴の安定性に関する相図

うにバルクにおけるらせんピッチ長 2 q0 （実線）と液晶滴直径 2R が一致するとき（ 2q0 R ~ 2 ）に Double twist-Single helix 転移が起こることが判明した。
Double twist 構造は、フランク弾性自由エネルギーにおける saddle-splay 変形の項によって安定化することが、理論的に示されている[2]。これをもとに、弾性自由エネルギー密度を q 0
に関して 4 次項まで展開し、球状領域で積分したところ以下の表式を得た。

F~

4 K 2 3  (4( K 2  K 24 )  3K 3 ) 4 4 2 
4R 3  K 2
2 2
2
K
(
K
K
)
q
q0 R  (1)









2
2
24
0
3  215

ここで、 K 2 , K 3 , K 24 は twist, bend, saddle-splay 弾性定数、   q q0 で、 q は double twist 構造
におけるピッチ波数である。(1)式を  について最小化することで q が得られるが、これは 2q0 R の値に応じて変化する。実際に、実験から求められる  を上式で fitしたところ、図 2 に示すように実験結果はよく説明されることが分かった。また、(1)式及び図 2 の fitting 結果より Double twist-Single helix 転移が生じる条件を計算した
結果、 2q0 R ~ 6.6 ~ 2 が得られ、図 1 の実験結果とよ

図 2：Double twist 構造におけるピく一致することが判明した。詳細は発表で述べる。

ッチ波数の 2q0 R 依存性【参考文献】 [1] D. Seč, T. Porenta, M. Ravnik, and S. Žumer, Soft Matter, 2012, 8, 11982 [2] P.
G. de Gennes and J. Prost, The Phisics of Liquid Crystals second edition, Clarendon Press Oxford(1993)

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-06

ブラウン運動からみた赤血球間の相互作用
首都大物理

田原

大輝、及川

典子、栗田 玲【はじめに】
人間の血液の 40%を占める赤血球は、両面中央が凹んだ円盤状という特異な形をしており、非常に変形能力に優れている。そのレオロジーを研究することは、物理的な意義だけでなく、
臨床的な意義も大きい。
ここでは赤血球の凝集（連銭を含む）のメカニズムの解明を目的とした研究について述べる。
赤血球の連銭、凝集とは複数の赤血球がお互いに引っ付き集合体を作る現象であり、連銭
はコインが積み重なったような一次元的な集合体、凝集は無秩序に集まった三次元的な集合体を指す。どちらの現象も血漿中に含まれる Fibrinogen や Immunoglobulin といった高分子
が凝集因子となっており、該当する高分子が病などにより増加することによって凝集が生じる。
赤血球凝集のメカニズムについては高分子による枯渇効果（1）と架橋（2）の二つの説が挙げられているが、現在も議論が続いている。（3）
今回の実験では、よく行われている shear stress などによる流れが存在する状態での凝集観察に対し、流れの無い静止状態における赤血球のブラウン運動を観察するという新しい見方から、どちらの説が有力か特定することに成功した。

【結果と考察】生理食塩水で薄め、凝集因子である高分子を混入させた赤血球溶液をセルに封入し、赤血
球ひとつひとつのブラウン運動を顕微鏡観察したところ、高分子の種類によって移動値に大きな差が生じた。
ブラウン運動を抑制する相互作用としては赤血球-ガラス面における Van der Waals force
および枯渇効果による引力が考えられるため、これらの赤血球の移動値を測定することにより、凝集において枯渇効果と架橋のどちらが要因となっているのか特定することに成功した。

【参考文献】（1）ソフトマターにおける液晶の基本概念 松山 明彦（http://iona.bio.kyutech.ac.jp/~aki/pdf/ekisyo0607.pdf）（2）赤血球凝集機構および抑制に関する基礎的研究（3）日本バイオレオロジー学会誌

前田 信治

第 27 巻 第 1 号 P11~13 外山 吉治（http://biorheology.jp/img/action/e-last-br_27_1.pdf）

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-07

二成分脂質二重膜の緩和ダイナミクス（�����）	
  ����、���一、�本�一（パリ���学）	
  Jean-Baptiste Fournier【はじめに】

	
  生体膜は脂質や膜タンパク質などで構成されている。通常、水中で脂質分子は図１のように疎水基同士が向き合うようにして二重膜を構成する。生体膜を構成する脂質には複数の種類があり、さらに膜タンパク質などが二重膜に埋め込まれて存在する。すなわち、生体膜は本質的に多成分系である。また膜は曲げ弾性をもち、これと種々の成分とのカップリングにより、生体膜は複雑な挙動を示す。特に動的な振る舞いに関しては、膜の周囲にある流体とのカップリングも重要である。	
 【結果と考�】	  我々は二種類の脂質からなる二重膜を「曲げ弾性をもった二成分流体」としてモデル化し、その動的挙動を調べた。膜外部の流体力学方程式と膜自身の流体力学方程式を連立させて解くことにより、膜の運動の緩和率を導出した。我々のモデルは Seifert と Langer が提唱した一成分二重膜の流体モデルを拡張したものである[1]。膜は曲げ弾性を持つとし、膜間では摩擦が生じると考える。また図 1 のように、膜の曲げによって脂質密度が平均の値からずれること（脂質密度と膜の曲げのカップリング）も考慮する。加えて我々は、二成分系に拡張するにあたり、膜内や膜間での脂質の相互作用の効果を導入する。これらの効果は膜のみならず、周囲の流体をも介して伝播する。さらに、[1]の拡張として、表面張力や濃度勾配の影響も考慮する。計算の結果、二成分脂質二重膜に対して三つの緩和率を得た。それによると、
曲げと圧縮のモードに加えて、二種の脂質の相互拡散に対応する緩和モードが含まれ、さらにこれら三つのモードが相互に結合することにより、緩和率の複雑な波数依存性が見られる
ことがわかった。我々はその中でも、特に相分離点（不安定点）近傍での遅いダイナミクスに着目して議論する予定である。	
 

図１：二成分脂質二重膜の概念図。曲げ変形によって上下の膜の間に密度差が生じる。	
 【�考��】[1] U. Seifert and S. A. Langer, Europhys. Lett. 23, (1993) 71.

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-08
粉体対流による小惑星表面更新のタイムスケールの推定（名古屋大学大学院 環境学研究科）山田智哉

安藤滉祐

諸田智克

桂木洋光

【はじめに】
粉体対流は粉体層に鉛直振動を加えることにより比較的容易に発生させることができる（e.g. (1)）．近年，惑星科学の分野で，天体衝突起源の振動による小惑星表面の砂礫粒子の移動・サイズ分離現象を説明する機構の一つとして粉体対流が注目されている(2)．小惑星ス
ケールの粉体対流速度を調べることは，この仮説を検証し，小惑星表面の砂礫移動のタイムスケールを見積もる際に必要となる．しかし，小惑星のような微小重力環境下において粉体対流による表面更新がどのようなタイムスケールで起こるのかという点に関しては，定量的議論がこれまで十分になされて来なかった．
【結果と考察】この問題を解決するために，我々は定常な鉛直振動を加えたガラスビーズ層の粉体対流速度のスケーリング則を実験的に求めた．その結果，粉体対流の速度はほぼ重力加速度に比例することが分かった(3)．この実験結果より，粉体対流は微小重力環境下においても（その速度は小さくなるが）発生し得るということが示唆された．
本研究では，実験で求められた粉体対流速度のスケーリング則に加えて，メインベルト小惑星（MBA）における天体衝突頻度モデル(4)と天体衝突によって励起される地震のモデル(5)を組み合わせ，小惑星上で生じた粉体対流による表面更新のタイムスケール T [Myr]を小
惑星直径 Da [m]の関数として求めた．
求めた T の表式に適切な物性値（先行研究(1,2)で推定されたエネルギーの変換効率：=10-4，衝突励起地震の 値：Q=2000
等）を代入することで小惑星表面が対流によって一回更新するために必要なタイムスケールを求めた（図 1）．このタイムスケールは MBA の寿命推定値より二桁短い．すなわち，本研究により，対流による小惑星の表面更新がその寿命内に十分に可能であることが明らかになったと言える．

図 1 MBA における表面更新のタイムスケール（赤）とMBA の推定寿命（黒）【参考文献】(1) A. Garcimartín et al., Physical Review E 65, 031303 (2002).

(2) H. Miyamoto et al., Science 316, 1011 (2007).
(3) T. M. Yamada and H. Katsuragi, Planetary and Space Science 100, Page 79-86(2014).
(4) D. P. O’Brien and R. Greenberg, Icarus 178, 179-212 (2005).
(5) J. E. Richardson Jr. et al., Icarus 179, 325-349 (2005).

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-09

電気二重層の微分容量:

イオンの有限サイズと有効イオン分極の効果(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
溶媒和によるイオンの有限サイズと有効分極の組合せの効果のもとで，電気二重層の性質を調べる．高い表面電位においては帯電表面近傍における対イオンの飽和が起こるが，2 つの効果どちら
とも独立にその要因となりうる．イオン濃度 n に依存する任意の誘電率 ε(n) について，Grahameの式の一般化および微分静電容量を解析的に導いた．このとき用いる仮定は，共イオンが表面から完全に排除された状況である．任意の ε(n) について飽和対イオン濃度を予測した．そして，イオン種ごとに，有限サイズとイオン分極のどちらが支配的かを判断する基準を導いた．
塩濃度が比較的低い場合，表面電位の関数としての微分容量は正負電位それぞれピークを示す．
これは camel-shape と呼ばれている．これら 2 つのピークは対イオン飽和に応じて生じており，それぞれが有限サイズとイオン分極のいずれかの飽和に関係している．これら 2 つのピークおよび飽和は表面近傍の対イオンに依存するため，正負の表面電位では原因となる対イオンがそれぞれ異なる．したがって, camel-shape 微分容量は一般に非対称となることが予測される．
高い塩濃度において， 微分容量は camel-shape から 1 つのピーク (bell-shape) に転換することを示し，その転換点を調べた．
最後に，いくつかの非線型な ε(n) について，高いイオン濃度における非線型 ε(n) の効果を考察した．イオン分極による誘電飽和は，線型 ε(n) の場合より高いイオン濃度にシフトすることを見出した．

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, arXiv preprint arXiv:1411.2092, (2014).

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-10

AIF#Ù%Ý±u!7Q>$0>TVC5GN8>ą µvÊĆxÍ²e	  _^»	  ąåÊĆø´Îä

&+$
	
 

&AIF#ÉÅÙÝ±uö×$qcÉ$&ç.1#

C5GN8>3Ô!3|[1]gÄÑ#>TV'Ý±u,Ù&:V=3¢ý

%;5F$½ðÑ¯$LDHU9~¡Ñ$&Ý±·3Ü4

0$,2.

ÚÑ#¦ã3ÔAIF8R>BS101&Ù3!/)AIF#M
EU<PSÙ%÷#/3êqcÉ!&Ð#¬áâÎË)10Â.10%º#AIF#ì&qcÉÔÄÑ#C5GN8>

$,#Ā3Y

0!

07Q>

0]\10qcÉ%7Q>u&Ù;5?$p¨

3¤0!$-/È10Zèp0N@S.#0AIF#ÉÅÙ%z&N@S$©%ăpú39QIFdÑ$Ý±u30!$/7Q>30³ÓØ

&AIF#Ù%7Q>u$3tÑl¨[À$-/ñîÝ¶$

0>TVC5GN8>

|0

Ă	
  ;UKS&þ56UÏÿ¾r C12E8 %ÉÅN@S$ZèĈkJTD8m÷zc(Pluronics)% L62ąPEO9-PPO30-PEO9Ć3N@SWj
3s

/ 0.3 ³(OSpÇ 0.5%)! 2 ³ą3.0%Ć

,%3fÌ%N@S%C5GN8>3tÑl¨[æà(ALV-5000/6000)$-

/ 16

À

Ý¶!á
	  ć$ C12E8 %ÉÅN@S$ L62 3¿s°% 16
%Ò¥t3Ôăp39QIF
N@SÁ

#N@S&s0!!,$ÃÕHCPBCC<RUCVÒ(!ïÖ0ăp%9QIFù 1%aX
&Ý±u&

BCC Ò%`2/$ A15 ÒÈ1

09QIFù 1%3í!ë«&Ý±u$#

>u!á

&qcÉ%z.%ā§137Q

tÑ¹ò3*0!L62 3 0.5Ąsz&C12E8 Á%s$bôß}ą:V=ü%LDHU9ĆûÝ±u!{°$þ$ô
ąÝ±;5Fü%LDHU9ĆÈ10®
%¦ã& C12E8 wc%z!³Ñ$&{ºß} C12E8 Á%s$bćC12E8+L62 Û %Ò	 ß}ß}ą:V=n%õtĆ&¼"u#
0W­L62 3 3ĄsûóÞÑ$N@S%õtoÝ..10£¨i©%Áh.%C5GN8>$z&ô
%tÑ¹ò¸é0

yáªÆ
[1] M. Imai, M. Kurimoto, F. Matsuura, Y. Sakuma and T. Kawakatsu, Soft Matter, 2012, 8, 9892.

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-11

多細胞モデルの形態変化（ ��大理）�� ��・��間��・����

【はじめに】
	
  多数の細胞が接着した構造体（組織）は腸柔突起・原腸胚形成にみられる様な特徴的な形態を持つ事が知られている。これらの形態に対しては個々の細胞の持つ膜の弾性エネルギーと細胞間の接着エネルギーを最小化するモデルで普遍的に理解する理論が提案されている[1]。
しかしながら、この理論を生物の組織形態と比較してその形成機構を議論する事は、実際の細胞が様々な蛋白質や骨格組織を含んでいる為、簡単にはいかない。そこで、単純な脂質ベシクルの凝集体を用いて組織形態のモデル系を構築する事が、両者を繋ぐ上で重要になる。
本研究は、脂質ベシクルを用いて膜の弾性エネルギーと接着エネルギーのバランスがもたらす多細胞系の形態変化モデルを構築する事を目的とする。まずは、この理論の枠組みの基礎をなす２つのベシクル間の接着力を変化する事により誘起される接着面の平面 – S 字転移を単純なベシクル系で再現する事を目指す。
	  実験には DMPC 単成分ベシクルを用いた。このベシクルとコロイド（直径 3 µm）の混合
懸濁液を用意し、その枯渇相互作用によってベシクルの接着力を制御した。２つの球状ベシ
クル接着させた状態で試料の温度を上昇させ、DMPC の熱膨張を利用してベシクルの余剰面積を増大させ、その時の接着したベシクルの形態変化を観察した。
【結果と�察】	  枯渇相互作用により接着した２つの球状ベシクルの温度を上げた時の変化の様子を図１（コロイド濃度 2.5 mg/ml）に示す。最初球状ベシクル(a)が温度の上昇により生じた余剰面積を利用して平らな接着面をもつ半球状の形態を示した(b)。余剰面積の増加に伴いベシクルは
oblate 状に変形し、平らな面で接着した鏡餅状の形態を示した(c)。さらに余剰面積が増加す
ると、prolate 状に転移し、円筒の側面で接着する形状を示した(d)。一方、コロイド濃度を 5.0
mg/ml に増加させ接着力を増加させると接着面は変形し、例えば oblate ベシクルでは図２に示す様な S 字状の接着面を示し、理論の予言と定性的に一致した。これらの実験結果をもとに定量的な解析を進め、多細胞系の形態の決定機構について議論する。

a

b

c

d

図１	
  コロイド濃度が 2.5 mg/ml の時の接着しているベシクルの形態転移。	
  図２	
  コロイド濃度
が 5.0	
 mg/ml で観察(図１、２共 scale bar = 20µm)
された S 字の接着面をもつベシクル。

【����】[1] P. Ziherl and S. Svetina: PNAS 104, 761 (2007).

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-12

高次元剛体球のガラス・ジャミング転移における相関長（名大 理学1・京大 福井センター2) 氏

名 池田晴國1・ 池田昌司2【はじめに】
ガラス転移やジャミング転移とは、粒子の配置が乱雑なまま運動が凍結する現象である(1)。ガラス転移点近傍での遅い緩和や、ジャミング転移点近傍で見られる臨界的な振舞いは、これらの現象がある種の相転移として理解できる可能性を示唆している。
相転移を理解する為の第一歩は、その現象の平均場理論を作ることである。最近
ヨーロッパの研究グループによって高次元剛体球の厳密な解析が行なわれ、ガラス転移やジャミング転移の平均場理論が構築された(2)。特にジャミング転移においては、平均場理論で計算された臨界指数と数値実験の一致は極めて良い。一方で、ガラス転移の場合には、平均場模型が予想する転移は有限次元では観測されず平均場
模型のアーティファクトであることが分かっている。
相転移をさらに深く理解する為には、平均だけでは無く空間的な揺らぎを考慮する必要がある。転移点に向かって増大してく相関長を捉え、ゆらぎによる平均場への補正の大小を評価することによって、何故ジャミング転移は平均場理論で良く記述され、ガラス転移はそうではないかを明らかにできると期待される。我々は、この目標を達成する為に、平均場模型を一次元的に結合することで、擬似的に空間構造を導入した模型を構築し、その解析を行なった。
【結果と考察】ここでは、1RSBと呼ばれる近似解を用いて解析を行なった結果を紹介する。ガラス転移では、粒子の運動が急激に遅くなり始めるMCT転移点と、最終的に運動が凍結する理想ガラス転移点と呼ばれる二つの転移点が存在することが知られている(1)。我々の模型を解析した結果、二つの転移点に向けてそれぞれ指数1/4と1で増大していく二つの相関長があることが明らかになった。前者については、MCTと呼ばれる運動論から知られている結果と整合する。ジャミング転移の場合にも解析を行ない、指数1/4と1で増大していく二つの相関長が存在することが明らかになった。
【参考文献】(1) P. Debenedetti et al., Nature 410, 6825 (2001)(2) P. Charbonneau et al., Nature Communications 5, 3725 (2014)

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-13

リチウムイオン電解液にお�る構造緩和と粘度の温度依存性の比較（�大��）��

�、（��大理）��亨�、��敏�、（電中研）関 ��、（NIST、�リーラン�大）Antonio Faraone、（NIST、インデ��ナ大）���弘
�は��に�
過冷却液体においては一般に、拡散係数と粘度の反比例関係である Stokes-Einstein 則は成立せず、粘度の温度依存性が拡散係数のものよりも大きくなることが知られている。その原因として、分子シミュレーションや理論からは、粘度を決定する応力テンソルの緩和が粒子密度の自己相関関数である中間散乱関数の緩和より遅くなることが指摘されているが、その実験的検証は我々の知る限りではなされていない。本研究では、代表的な過冷却液体である Propylene Carbonate (PC)および PC にリチウム塩 LiClO4 を溶解させた電解液について、
中性子スピンエコー法により中間散乱関数を測定し、その緩和時間の温度依存性と粘度の温度依存性の比較を試みた。
�実験�
中性子スピンエコー測定は NIST Neutron Research Center の NSE 分光器 NGA-NSE を用いて行った。試料には重水素化溶媒(PC-d6)を用い、干渉性散乱から集団的ダイナミクスを測定した。測定波数は、静的構造因子の主ピークに対応する 14 nm-1 である。中間散乱関数
を KWW 式で近似して平均緩和時間を算出した。粘度は純溶媒(PC-h6)に関しては文献値 1,2を用い、リチウム塩/ PC-h6 溶液については Stabinger 粘度計で測定した。
�結果と���
図１に中間散乱関数の平均緩和時間<>と粘度の温度依存性を示す。<> <100

1

高粘度域では<>の温度依存性が大きくなっている。粘度は応力テンソルの緩和時間と概ね比例することから、Fig. 1の結果は構造緩和が高粘度域で粘弾性緩<> [ns]

い温度依存性を示しているが、それより

10
1
0.1

0.1

0.01

0.01
0.001
2.5

 [Pa s]0.1 ns の低粘度領域では両者はほぼ等し

10

0.001
3

3.5

4

4.5

5

5.5

1000/T [1/K]

和より遅くなるという、理論･シミュレー

ションの予測とは逆の傾向を示している。 Fig. 1 Temperature dependence of shear viscosity (open)
当日の発表では、イオン伝導度の温度依存性および粘弾性緩和スペクトルの測定結果も合わせて議論したい。

and structural relaxation time (filled) of LiClO4 / PC
solutions. The concentrations of the salt are 0 (redcircles), 1 (blue squares), 2 (green diamonds) and 3(black triangles), respectively.

���文献�
(1) J. Barthel, H.-J. Cores, P. Carlier, F. Feuerlein, M. Utz, Ber. Bunsenges. Phys. Chem. 87, 436-443(1983)(2) A. Bondeau and J. Huck, J. Phys. 46, 1717-1730 (1985)

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-14

NaCl の結晶化に対するコロイドの影響
首都大物理 森永 恒希
田原 大輝
及川 典子
栗田 玲

【はじめに】
今までのコロイド分散系の結晶化の研究は、コロイド結晶に焦点を当てていた。その一方で、コロイド分散の異なる溶質の結晶化に対するコロイド粒子の影響はそれほど調べられていな
い。
今回我々はコロイド分散に NaCl を混合した溶液を乾燥させることにより、NaCl の結晶を析出させ、結晶成長に変化がみられるかを観測した。
【結果と考察】今回の実験ではコロイド溶液と NaCl の混合溶液として赤血球を濃度 0.9%の食塩水中に分散させたものを用いた。
上の混合溶液を 20μL とり、カバーガラス上にたらし、乾燥及び蒸発過程中の NaCl 結晶の析出及び成長を観測した。
赤血球コロイド溶液中の NaCl の結晶化は何もコロイドが無いときに形成される NaCl の結晶形である長方形とは大きく異なる樹枝状結晶を形成する。
この結果について考察を行い発表する。

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-15

ゼラチン水溶液の熱対流
首都大物理

小林 和也、及川 典子、栗田 玲【はじめに】
水平な 2 枚の平行平板間に流体を満たし下方を均一に加熱すると、平板間の温度差が小さい場合は、熱伝導によって熱が上方に輸送されるが、温度差があるしきい値を超えると密度変化による浮力が粘性に打ち勝つことよってマクロな流れ（対流）が生じる。このようなことから粘性は熱対流現象において大きな影響を与えることがわかる。
これまでに多くの熱対流に関する研究が行われているが、その研究対象は主に水やシリコ
ンオイルのような温度変化に伴う粘性の変化が小さい系であり、また数値計算においても粘性を一定とした流体に対する研究が多く行われている。しかし、粘性が強く温度依存するよ
うな系における実験的研究はあまり行われていない。そこで本研究では物理ゲルを用いて、系の粘性の温度依存性が大きい熱対流における熱輸送現象について実験的に調べた。またその結果を水の熱対流と比較した。
【実験に関して】
実験用セルはガラスを用いて作成した（d:8mm,W:2.4mm,L:56mm）。対流の可視化には
粒子画像流速測定法（PIV：Particle Image Velocimetry）を用いた。PIV 法は可視化したい
流れの中に流体と密度が同程度のトレーサー粒子を添加し、トレーサー粒子を追跡することによって流体の速度場を求めるという方法である。
物理ゲルを用いた対流の特徴的な流れをより詳しく解析するために、温度分布の可視化も行った。本実験では温感液晶を用いて可視化を行った。温感液晶はコレステリック液晶を尿素樹脂膜でマイクロカプセル化したもので、温度域によって異なる波長の光が散乱される。
さらにこれは流体と密度が同程度であり、試料中の流れにはほとんど影響を及ぼさない。実験では温感液晶をサンプルに均一に分散させ、スリット光を照射した際の散乱光を観測する
ことで温度分布の可視化を行った。
本発表では、上記の実験から調べた物理ゲルの熱対流における流れの特徴について報告する。

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-16

温度勾配下における二分子膜の相転移
首都大物理

三井駿、及川典子、栗田玲【はじめに】
界面活性剤は親水基と疎水基の両方をもっており、両親媒性分子とも呼ばれ、水との混合系
において疎水基を水に接触させないようミセル()や二分子膜、ベシクルなど様々な自己会合体を形成する。界面活性剤は、この自己会合体を単位構造とし大きな高次構造を作り、よりマクロな構造をもつ。特に二分子膜においては膜が層状に積み重なった構造をもつラメラ相()、双連結的に膜がつながっているスポンジ相()のような高次構造を形成する。ラメ

ラ相、スポンジ相は二分子膜の単位構造を保ったまま、温度によりその高次構造のみを変化させるトポロジカルな転移をする。
今回は非イオン性の界面活性剤と水の混合系を用い実験をおこなった。

において 25℃から 45℃の範囲で低い温度から順に

相、

相、 相、

は低濃度
相、 相

と転移していく。
【結果と考察】
界面活性剤と水の混合系をカバーガラスに封入し、２枚のガラスヒーターを用い低温側をラメラ相、高温側をスポンジ相の一相領域を示す温度に設定し、二枚のガラスヒーターの間を温度勾配領域とし、顕微鏡で観察した。この結果ラメラ-スポンジの界面が温度勾配領域ではなく、スポンジ相を示すはずの高温側に存在していた。このことから温度勾配下ではラメラ相が本来はスポンジ相であるはずの温度で存在しているという結果を得た。

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-17୺㙐ᆺᾮᬗ࢚ࣛࢫࢺ࣐࣮ࡢኚᙧᣲື࡜㓄ྥ⛛ᗎࣃ࣓࣮ࣛࢱ
㸦ᮾிᕤⱁ኱࣭ᕤ㸧‫ۑ‬ᖹᒸ ୍ᖾࠊఫ཭ ᫀᖹ࠙ࡣࡌࡵ࡟ࠚBibenzoate ࢆ࣓ࢯࢤࣥᇶ࡜ࡍࡿ୺㙐ᆺᾮᬗ㧗ศᏊࡢ BB-n㸦n ࡣࢫ࣮࣌ࢧ࣮㒊ศ
ࡢⅣ⣲ᩘ㸧ࡣࠊ࠶ࡿ

ᗘ⠊ᅖ࡛ࢫ࣓ࢡࢳࢵࢡ┦ࢆ࡜ࡿࡇ࡜ࡀ▱ࡽࢀ࡚࠸ࡿࠋᮏ◊✲࡛ࡣ BB-nᆺࡢ୺㙐ᆺᾮᬗ㧗ศᏊࢆᛂຊ༳ຍᯫᶫࡍࡿࡇ࡜࡟ࡼࡾ㓄ྥࡋࡓ୺㙐ᆺᾮᬗ࢚ࣛࢫࢺ࣐࣮ࢆస
ᡂࡋࠊᾮᬗ┦-➼᪉┦㛫ࡢ┦㌿⛣ࢆక࠺᪼㝆࡟࠾ࡅࡿྍ㏫ⓗ࣭⮬Ⓨⓗኚᙧᣲືࢆ᳨ウࡋࡓࠋ࠙⤖ᯝ࡜⪃ᐹࠚヨᩱࡢ໬Ꮫᵓ㐀ᘧࢆ௨ୗ࡟♧ࡍࠋ࣏࣐࣮ࣜࢿࢵࢺ࣮࣡ࢡࢆᙧᡂࡍࡿࡓࡵࠊ㔜ྜ᫬࡟ᯫᶫ๣࡜ࡋ࡚ 3 ౯࢔ࣝࢥ࣮ࣝ(1,2,6-hexanetriol)ࢆຍ࠼ᾮᬗ࢚ࣛࢫࢺ࣐࣮ࢆᚓࡓࠋᚓࡽࢀࡓ࢚ࣛ
ࢫࢺ࣐࣮ࡣ BB-4*(2Me)/6 ࢚ࣛࢫࢺ࣐࣮࡜グࡋࠊ୺㙐ᆺᾮᬗ㧗ศᏊ BB-4*(2Me)/6 ࣏࣐࣮ࣜ࡜༊ู
ࡋࡓࠋDSC ࡼࡾ BB-4*(2Me)/6 ࣏࣐࣮ࣜࡢ┦⣔ิࡣ[g-(38Υ)-Smectic phase(s)-(219Υ)-Iso]ࠊBB-
4*(2Me)/6 ࢚ࣛࢫࢺ࣐࣮ࡢ┦⣔ิࡣ[g-(50Υ)-Smectic phase(s)-(206Υ)-Iso]࡛࠶ࡿࡇ࡜ࢆ☜ㄆࡋࡓࠋ



O
OC

C

O
O

C H 2 C *H C H 2 C H 2 O
CH3

OC

C

O

CH2

6

O
n

m

❅⣲㞺ᅖẼୗ࡛⁐⼥㔜ྜ࡟ࡼࡾணഛᯫᶫࢆ⾜࠸཯ᛂ᏶஢๓࡟ヨᩱࢆྲྀฟࡋࣇ࢕࣒ࣝ≧࡜ࡋࡓᚋࠊᾮᬗ┦➼᪉┦㌿⛣㏆ഐ 205Υ ࡟࠾࠸୍࡚㍈ᛂຊ༳ຍୗ࡛ᯫᶫࢆ⾜ࡗࡓࠋᛂຊ༳ຍᯫ
ᶫ᫬࡟ 8.5 ಸ⛬ᗘᘏఙࡍࡿࡇ࡜࡛ 0.74 ⛬ᗘࡢ㓄ྥ⛛ᗎࢆᣢࡘ㓄ྥᾮᬗ࢚ࣛࢫࢺ࣐࣮ࡀᚓࡽࢀ
ࡓࠋᅗ 1 ࡟㓄ྥᾮᬗ࢚ࣛࢫࢺ࣐࣮ࡢ X ⥺ᅇᢡീࢆ♧ࡍࠋᗈゅഃࡢ㉥㐨ୖ࡟࣓ࢯࢤࣥࡢࣈ࣮ࣟ
ࢻ࡞ᩓ஘ࡀࠊᑠゅഃࡢᏊ༗⥺᪉ྥ࡟ࢫ࣓ࢡࢳࢵࢡᒙ࡟ࡼࡿᙅ࠸ࡀ㗦࠸཯ᑕࡀ☜ㄆ࡛ࡁࡿࠋ
࣓ࢯࢤࣥࡢᩓ஘ࡀᒙἲ⥺᪉ྥ࡟࠶ࡿࡇ࡜࠿ࡽ SmA ᵓ㐀ࢆྵ᭷ࡋࡓࢧ࢖࣎ࢱࢡࢸ࢕ࢵࢡᾮᬗ࡜⪃࠼ࡽࢀࡿࠋ࣓ࢯࢤࣥࡢᩓ஘ࣉ
ࣟࣇ࢓࢖ࣝ࠿ࡽồࡵࡓ㓄ྥ⛛ᗎᗘࡣ 0.74 ⛬ᗘ࡛࠶ࡗࡓࠋ
ᅗ 2 ࡟᪼㝆࡟࠾ࡅࡿ⮬Ⓨⓗኚᙧᣲືࢆ♧ࡍࠋ➼᪉┦࡟࠾ࡅࡿᘏఙ᪉ྥࡢヨᩱ㛗 L0 ࢆᇶ‽࡜ࡋ࡚ࠊᵝࠎ࡞ᗘ࡟࠾ࡅࡿヨᩱ㛗 L ࡜ࡢẚ࠿ࡽṍࢆồࡵࡓ㸦 = L/L0㸧ࠋ୍ᅇ┠ࡢ᪼
⛬࡛ࡣࠊᐊ࠿ࡽࢫ࣓ࢡࢳࢵࢡ┦ࡢᗘ㡿ᇦ࡟࠾࠸࡚

㐣
)LJ;UD\SDWWHUQRIRULHQWHG
OFHODVWRPHU ᗘୖ㐣⛬࡛ࡣ➼᪉┦-ࢫ࣓ࢡࢳࢵࢡ┦㌿⛣࡟࠾࠸࡚ᛴ⃭࡟ఙ㛗ࡋࠊࡑࡢᚋࡶ㝆࡟క࠸ヨᩱ㛗ࡀᚎࠎ࡟ቑຍࡋࠊᐊ

࡛ࡣ➼᪉┦࡟ẚ࡭ 5.5 ಸ⛬ᗘࡢヨᩱ㛗࡟㐩ࡋࡓࠋ஧ᅇ┠ࡢ᪼㝆⛬࡛ࡣࠊ୍ᅇ┠ࡢ㝆㐣Strain  /࡚ᛴ⃭࡟཰⦰ࡋ࡚ 1/7.5 ⛬ᗘࡢヨᩱ㛗࡜࡞ࡗࡓࠋ୍ᅇ┠ࡢ㝆

L/Liso᪼࡟క࠸ヨᩱࡀᚎࠎ࡟⦰ࡳࠊࢫ࣓ࢡࢳࢵࢡ-➼᪉┦㌿⛣࡟࠾࠸㐣⛬࡜࡯ࡰྠࡌ㐨➽ࢆࡓ࡝ࡗࡓࠋ
Temperature /࠙ཧ⪃ᩥ⊩ࠚK. Hiraoka, T. Tashiro, M. Tokita, J. Watanabe,oC)LJ'HIRUPDWLRQEHKDYLRURIWKHOFHODVWRPHU

Liq. Cryst., 2009, 36, 115-122.

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-18

高分子ブレンド結晶における不均一核形成ダイナミクス
首都大物理

関口 俊一、及川 典子、栗田 玲【はじめに】
高分子の溶融体からの結晶化においては、長さのある高分子が規則的に配列するために、互いに絡んでしまった状態を一旦解きほぐす必要がある。しかし、そのような理想的な結晶状態は非常に高い活性化エントロピー障壁のためにほとんど実現されない。絡み合った高分子が結晶化するときには高分子は絡んでいない部分のみで配列し、部分的に結晶化することになる。すると結晶と非晶の二相をとるが、非晶部分は結晶の規則的配列からはじき出され、その結果、結晶と非晶の層状相構造(ラメラ)をとるようになる。
高分子結晶は成長過程でラメラが分岐を繰り返し、球晶を形成する。高分子の種類によってはこのラメラが周期的なねじれを生じ、同心円状の消光リングが観察されるものがある。
PCL/PVB ブレンド系は消光リングが観察される系である。今までこの消光リングの PVB 濃度依存性や分子量依存性が調査されているが、周期が揃う理由やねじれそのものの原因は詳しく解明されていない。
【結果と考察】PCL/PVB ブレンド系を不均一核形成させ消光リングを観察したところ、均一核形
成による結晶と異なるねじれ模様が出ることを発見した。球晶を成長させていくと、この模様は“目”のような形になる(1)。“目”の部分は成長過程が異なるために形成されるとされている。
今回我々は“目”の模様が形成されるための条件を調査した。また、“目”の模様の成長ダイナミクスを観察した。

【参考文献】(1)Left-or Right-Handed Lamellar Twists in Poly[(R)-3-hydroxyvalerate]Banded
Spherulite: Dependence on Growth Axis
Hai-Mu Ye, Jun Xu, Bao-Hua Guo, and Tadahisa Iwata
Macromolecules, 2009, 42 (3), 694-701

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-19
タッピングによって起きる粉体層中の応力鎖の強化（名大環境）飯川 直樹, 桂木 洋光

（OIST）バンディ・マヘッシュ【はじめに】
一様重力下で積層された粉体層に振動を加えると層中の粒子が締め固まることがある．これは粉体層のジャミングの結果と捉えることができ，地盤工学においてはこの締固めにより地盤が強化されると考えられている．この締固め現象を理解するために様々な実験がこれまでに行われてきた[1,2]. 締固め現象は通常，粉粒体の充填率の変化によりその程度が調べられる．しかし，締固めによって粉体層の内部応力が変化する様子についてはこれまで実験的には調べられていない．通常の粉体層においては，内部の応力分布は応力鎖と呼ばれる構造
によって特徴づけられる．応力鎖構造は粉体層の離散性に由来するものであるから，連続体
では応力鎖構造が見られることはない．しかし，通常の 3 次元の粉体層では応力鎖構造を可視化・解析することは困難である．
【結果と考察】本研究では応力鎖構造を可視化するために光弾性円盤を積層した 2 次元の粉体層に様々なタッピングを加えて締固めを起こした（図 1）．その後，タッピングによって引き起こされた締固め時の応力鎖構造と光弾性円盤の配置を画像として取得した．そして，実験時に取得したデータを解析することで締め固め前後の充填率や各粒子に加わる力の大きさなどを求めた．この解析結果から充填率と応力鎖構造，タッピングの強度に相関があることが分かった．
発表では実験時に取得した画像を解析することで得られたデータを元に，粉体層にタッピン
グを加えた際に起きる締固めについての定量的な議論を行う．

図 1

図 1．（左）締固めが起きる前の応力鎖構造．

（右）締固めが起きた後の応力鎖構造．

【参考文献】(1) P. Philppe and D. Bideau, Europhys. Lett. 60, 677, (2002)(2) G. Lumay and N. Vandewalle, Phys. Rev. Lett. 95, 028002, (2005)

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-20

障害物周りでの粉粒体の流れ場と出口における閉塞現象
名古屋大学大学院環境学研究科

遠藤圭太，桂木洋光【はじめに】
流動状態にある粉粒体は，ボトルネックとなる出口があるとアーチ構造を形成して閉塞を起こすことがある．出口幅が粉粒体直径の約 6 倍以上になると閉塞現象が生じないことが経験的に知られているが，その流量は様々なパラメータに依存して変化することが知られている．例えば，流れの中に障害物があると閉塞の発生率が減少することがある(1)．そのため，障害物による粉粒体流の流れ場への影響を解明することで，粉粒体の閉塞（クロッギング又はジャミング）現象の理解を深めることができると考えられる．また，このような現象の理解は，群衆の避難行動のような人々の流れをコントロールする建築物の構造設計などへも応用されることが期待される．
本研究では，２次元セルの下部中央に小さな出口を設け，粉粒体の重力による出口流を作る．このとき，セル内に円盤状の障害物を配置し，粉粒体の流れ場や出口付近でのアーチ構
造形成の様子を観察することを目的とする．出口の大きさと障害物の位置をパラメータとして，流れ場や流量がそれらのパラメータにどのように依存するかを実験的に調べる．
【結果と考察】
図１(a)に，実際に高速度カメラで取得した障害物がある場合の粉粒体流のスナップショッ
トを示す．図１(b)は，得られた動画データから PTV (Particle Tracking Velocimetry) 法により求められた粉粒体流の流れ場のスナップショットを示す．図１(b)より，粉粒体流が空間的に非一様（非対称）であることが分かる．発表では，流量や障害物にかかる抵抗力などの物理量と流れ場の関係等について議論する．
(a)

(b)

図１：(a) 高速度カメラによる粉粒体流のスナップショット．(b) PTV 法により求められた
粉粒体流の流れ場の例【参考文献】(1) I. Zuriguel et al., Physical Review Letters 107, 278001 (2011)

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-21

ガラス転移における構造とフラジリティの関係：
レプリカ理論によるアプローチ○枡井基典∗ , 佐藤啓文∗,∗∗ , 池田昌司∗∗∗(京大院工 , 京都大学 触媒 · 電池元素戦略ユニット∗∗ , 京大福井センター∗∗∗ )∗【緒言】
液体を冷却していくと過冷却状態を経てガラス転移を起こし、非晶質状態であるガラスになる。
ガラス転移点近傍では液体の粘度 η が急激に上昇することが知られている。ガラス転移点 Tg 近傍における粘度 η の温度 T 依存性は大きく分けると 2 種類存在する。一方は log η の 1/T 依存性が直線で表現できる strong glass で、もう一方は log η が鋭く上昇する fragile glass である。粘度上昇における温度依存性の違いはフラジリティと呼ばれる。
実験的には strong glass は四面体構造をとることが多いなど、ガラスの微視的構造とフラジリティ
は因果関係があるとされている。しかしその理論的な裏付けは未だに明瞭でない。[1] これはガラスにおける未解決問題の 1 つである。そこで本研究では微視的ハミルトニアンから出発し、微視的構造とフラジリティの関係を理論的に調べる。
【方法】
統計力学理論を液体へ適用した方法として液体論が知られおり、その 1 つが HNC 方程式である。
しかし、この液体論では温度を下げた場合でも物質が相転移することはなく、ガラス転移を取り扱えない。
そこで本研究では、レプリカ理論を適用してガラス転移を調べる。レプリカ理論とはオリジナル
系と同じ準安定状態に存在するコピー系「レプリカ」を加えた仮想的な系を考える理論であり、ガラス転移点近傍でのふるまいを取り扱える。[2] レプリカ理論では同じ準安定状態に存在させるたN m a1
b 2
めにレプリカ間に束縛ポテンシャル w(xai , xbi ) = 4αia,b (xi − xi ) を与える。(a はレプリカのインデックスである。) ここで、xai は系 a(a = 1, · · · , m) に存在する粒子 i(i = 1, · · · , N ) の位置である。(N は粒子数) このとき、逆温度 β での d 次元上の体積 V 内で粒子間相互作用 v(xai , xaj ) とレプリカ間相互作用 w(xai , xbi ) をうける単一成分系の分配関数は (2) 式で与えられる。
Zm =

1
N!

 
N 
m




1  a
(dd xai ) exp −βv(xai − xaj ) −(xi − xbi )24α
i=1 a=1
i<j; a(1)i; a,b

レプリカを含めて m 個の系が全て同じ準安定状態にあるとすると、(1) 式の分配関数は (2) 式のように表せる。(2) 式における f は、1 つの準安定状態における位相空間を位相点がすべて走破したときに規定される自由エネルギーである。log Zm を適切に m で微分することで配置エントロピーが求められる。
Zm = fMaxfmindf e−N mβf −Sc (f,T )

(2)

【モデル】
Kob らによる KALJ ポテンシャルなどは fragile glass を形成する。これに対して Coslovich らによる NTW ポテンシャルは、strong glass である SiO2 の微視的な構造を再現できることが MD 実験から分かっている。[3] 本研究では、微視的構造の異なるガラスを形成させるこれらのポテンシャ
ルに対してそれぞれレプリカ理論を適用し、ガラス転移でのふるまいを考察する。
【結果】
Fig. 1 は NTW ポテンシャルと KALJ ポテンシャルの配置エントロ
ピー算出結果である。(横軸は粒子 1 の引力パラメータで規格化した
有効温度 T ∗ = T /�11 である。) レプリカ理論を適用した結果、NTW
ポテンシャルは KALJ ポテンシャルと定性的にすら異なるふるまいをすることが明らかになった。
当日はこれらの結果を詳しく議論する。
【参考文献】[1] Berthier, L.; Biroli, G. Rev. Mod. Phys., 2011, 83, 587. [2] Mezard, M.; Parisi,
G. J. Chem. Phys., 1999, 111, 1076. [3] Coslovich, D.; Pastore, G. J. Phys.: Condens.
Matter, 2009, 21, 285107.

Fig.1 Conﬁguration Entropy plot for
two potentials

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-22

リン脂質二重膜に対するアルカンの添加効果：膜の硬化と破裂（筑波大数物）菱田真史、遠藤麻未、柳澤隆大、中澤暦、山村泰久、齋藤一弥【はじめに】
リン脂質二重膜によって構成されている生体膜中には、コレステロールをはじめとする
様々な有機分子が含まれている。これらの有機分子の存在によって膜の物性は様々に変化す
るが、どのようなメカニズムで有機分子の添加効果が表れるのか、その一般的な理解にはいまだ至ってはいない。本研究では膜内に添加する有機分子として直鎖のアルカンを用い、膜の物性にどのような変化が表れるのか、またそのメカニズムを研究した。
【結果と考察】アルカンを添加するとリン脂質二重膜が示すゲル液晶相転移の転移温度が、アルカンの鎖長が長くなるにつれて上昇し、その上昇率はリン脂質の頭部構造に依存した。モデルを用いた解析の結果、頭部構造に依る上昇率の違いの支配的要因は、アルカンの添加により系のエンタルピー変化であることが分かった。X 線回折の実験結果ではアルカン添加による変化が主にゲル相において顕著に表れ、アルカンを添加すると脂質膜のパッキングが密になった。
相転移温度の変化の仕方と同様の頭部構造依存性がみられたことから、ゲル相における脂質の秩序化が相転移挙動を支配していることが明らかになった。さらにこの秩序化によって通常の実験の条件下では発現しないとされてきた結晶（サブゲル）相が容易に発現した[1]。これまで主にコレステロールを用いて行われてきた研究では、膜内の添加物は、ゲル相において脂質を無秩序化し、液晶相で秩序化するとされてきた。しかし、アルカン添加の場合は全く反対の結果となった。
そこで次に、アルカンを添加したリン脂質ジャイアントベシクルを作成し、その形態を観察した。液晶相において形成したベシクルを冷却しゲル相へと転移させると、ベシクルの破裂が観察された（図 1）。小さいベシクルほど破裂の確率が大きかったので、この破裂は弾性的なストレスによっておこるものと考えられる。また、多成分系のジャイアントベシクルにアルカンを添加した場合にも、膜が明らかに硬化した形態が観察された。
アルカンの添加によっておこるゲ
ル相における脂質分子の秩序化が、膜の微視的構造からマクロな形態、さらに熱挙動にまで大きく関わって

図 1：アルカンを添加したリン脂質ジャイアント
ベシクルの破裂の様子いることが明らかになった。
【参考文献】[1] Asami Endo, Mafumi Hishida, Koyomi Nakazawa, Yasuhisa Yamamura, andKazuya Saito, submitted.

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-23

2 成分 Biroli-Mézard 模型の重なり分布関数
東大総合文化西川宜彦, 福島孝治

【はじめに】

p 体相互作用をする全結合スピングラスなど，あるクラスの平均場模型では温度 T = TK で 1
段階レプリカ対称性の破れを伴うスピングラス転移を起こすことが知られている．それと同時に，
スピングラス秩序変数であるレプリカ間の重なり q の分布関数 P (q) が単一のピークから不連続に二つのピークを持つようになり，さらに比熱に有限のジャンプが現れる．これらのスピングラス
模型は，自己相関関数における二段階での緩和や有限温度での緩和時間の発散など，実験的にガラス転移をおこす系で知られている動的な性質と類似することが指摘されている [1]．
このような転移を起こす系に対してレプリカ間の重なり q に共役な外場 � を加えた場合に � と温度 T の相図上で，レプリカ間の重なりが小さい値からある正の値へ不連続に変化する一次相転移
線 (�f , Tf ) とその臨界点 (�c , Tc ) が存在し，� → +0 では T → TK となることが知られている (下図)[2]．

最近，ランダムネスを含まない 3 次元空間中の連続自由度を持つ模型に対してこの外場を導入した場合に，レプリカ間の重なりが上記のスピングラス模型と同様にふるまうことが報告されている [3]．しかし [3] では，ある � の領域で一次相転移が起きることを示したのみであり，これだ
けでは � → 0 でレプリカ対称性が破れるか否かを判断することはできず，従って � � 0 でのレプ

リカ間の重なりを直接調べる必要がある．

本発表では 3 次元立方格子上の有限温度に拡張された Biroli-Mézard(BM) 模型 [4,5] を，2 種類の粒子を混合することで結晶化を阻害した系を扱う．BM 模型は，周囲の頂点の粒子数とその粒子の持つパラメータ l によってエネルギーが決まる格子模型で，ベーテ格子上では 1 段階レプリ
カ対称性の破れを伴うガラス転移を起こす．ここでは上記の外場 � の下で，特に � � 0 でのレプリ
カ間の重なりの分布関数について調べた．

【結果】

文献 [3] と同様に，2 成分 BM 模型でも � > 0 のある領域では低温でレプリカ間の重なりが正の値へ不連続に飛ぶような一次相転移が見られた．また非常に大きい値の � では全温度で相転移は存在しなかった．

Temperature TFirst-order transition

従って臨界点が存在すると考えられ，これらについては平均場模型で知られている振る舞い [2] と定性的に一致していると考えられる．ところが � � 0 で一次

TK

Critical point (εc , Tc )相転移線 (�f , Tf ) は (0, 0) へ向かい，平均場模型で見られたような有限温度での相転移は存在しなかった．

Coupling ε【参考文献】[1] L. Berthier and G. Biroli, Rev. Mod. Phys. 83, 587 (2011).
[2] S. Franz and G. Parisi, Physica A 261 317 (1998).
[3] L. Berthier, Phys. Rev. E 88 022313 (2013).
[4] G. Biroli and M. Mézard, Phys. Rev. Lett. 88 025501 (2002).
[5] L. Foini, G. Semerjian and F. Zamponi, Phys. Rev. B 83 094513 (2011).

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-24

３次元ポッツグラス模型における１段階レプリカ対称性の破れと動的異常
東京大学大学院 総合文化研究科 広域科学専攻 相関基礎科学系 高橋昂、福島孝治【はじめに】
スピングラス理論とは、ランダムな相互作用を持つ系の性質を記述するための理論である。スピングラス理論の理解は主として平均場模型における解析のなかで進展し、そこではレプリカ対称性の破れが重要な役割を果たす概念である。レプリカ対称性の破れ方はいくつかあるが、我々はそのうちの１段階レプリカ対称性の破れ（1-RSB）を示すスピングラス模型に注目してきた。平均場理論によれば、このクラスの模型はスピングラス転移温度 TK で潜熱を伴わずに不連続にスピングラス秩序
相に相転移する。また、静的転移点 TK とは独立にエルゴード性を失う動的転移温度 Td (> TK ) を定義することができ、その動的点移転近傍のダイナミクスが構造ガラスの性質と酷似していることが知られている。このことから、クエンチされたランダムネスを含むこのクラスのスピングラス模型
がそれを含まない構造ガラスの問題と深い関連を持つ可能性が指摘された [1]。それ以来、1-RSB を示すスピングラス模型の平均場理論が精力的に研究され、平均場理論の範囲では深く理解されるに至っている [2]。
しかしながら、平均場理論を越えて有限次元模型の性質を理解することは困難を極め、これまでのところ有限次元系の性質に対する統一的な理解は得られていない。とりわけ、平均場極限で 1-RSBを示すスピングラス模型の有限次元版の性質に関する知見は乏しく、1-RSB に伴う理論的予想が有限次元系に対してどれだけ有効であるかは未知数である。
【結果と考察】上に述べたスピングラス理論の有限次元系における現状を踏まえ、我々は平均場理論における

1-RSB の予想の有限次元系に対する有効性を検証することを目的として、３次元ポッツグラスの数
値検証を行った。ポッツグラス模型は平均場極限で 1-RSB を示すことが分かっている。
我々の平衡シミュレーションの結果は、この模型が有限温度で潜熱を伴わずに不連続にスピングラ
ス相へと転移し、相内では 1-RSB が実現していることを示唆するものであった [3]。これは、この系の少なくとも静的な特性が平均場理論と整合的であることを意味している。
さらに我々は最近の非平衡シミュレーションで、動的感受率 χ4 の計算を行った。その結果は、この系においては動的な意味で協調しているスピン数と静的な意味で協調しているスピン数が同じ温度で同時に発散するが、その発散の仕方が異なることを示すものであった。この事実はこの模型では平均場理論と異なり、動的転移点と静的転移点が一致することを意味している。また、この分離は構造ガラス系においても観測されているものであり [4]、1-RSB を示すスピングラス模型と構造ガラス系が有限次元においても関連することを伺わせるものである。
ポスターでは我々のシミュレーションの結果を紹介し、その内容について議論したい。
【参考文献】[1] T. R. Kirkpatrick, D. Thirumalai, and P. G. Wolynes, Phys. Rev. A 40, 1045(1989).
[2] K. Binder, and W. Kob, Glassy Materials and Disordered Solids (World Scientiﬁc, Singapore,2011).
[3] T. Takahashi, and K. Hukushima, preprint (arXiv:1408.1495).
[4] P. Charbonneau, and G. Tarjus, Phys. Rev. E 87, 042305(2013).

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-25

ソフトマターシミュレーションの 3D プリンタによる可視化、可触化
山形大学

牧野

真人

【はじめに】
最近では 10 万円を切る安価な３D プリンタが発売されている。また、3D プリンタが利用できるスペースが街中に整備されつつある(1)。誰でも、気軽に 3D プリンタが使える環境になってきている。そこで、3 次元データで結果が得られるソフトマターシミュレーションを３Dプリンタで出力し、可視化、可触化を行うことの意義を考える。
【結果と考察】シミュレーションプラットフォーム OCTA(2)はソフトマターの 3 次元シミュレーションを行うことができる。特に OCTA に含まれるエンジンの一つの「SUSHI」は高分子のミクロ
相分離構造を計算することができる(3)。たとえば、ダブルジャイロイド構造、fddd 構造など、専門家でないと分かりにくい構造である。このような構造を印刷し、さまざまな角度から眺めることで、理解が進む(図１)。さらには、この形を印刷し、圧縮する、食べるなどの研究も検討中である。
Surface Evolver(4)は、さまざまな束縛条件のもとで、表面エネルギーを最小化させ、最適な形状を算出するシミュレーターである。濡れやすい面と濡れにくい面が競合する形などを印刷した例をあげる(図 2)。さまざまな形を３D プリンタで印刷して確かめることは教育的で理解を深めることが出来る。
当日は、他の出力結果に関しても、説明する。

図 1. ジブロックポリマーのミクロ相分離構造 図 2. 基板上の液滴の形状の印刷。オレンの印刷。

ジ色が疎水性基板、水色が親水性の基板を表す。

【参考文献】(1) たとえば、駅ファブ https://www.facebook.com/ekifab ,http:/ekifab.com/(2) OCTA ホームページ http://octa.jp/(3) 公益社団法人

新化学技術推進協会

編:『高分子材料シミュレーション-OCTA 活用事例集-』(化学工業日報社, 2014)(4) Surface Evolver ホームページ

http://www.susqu.edu/brakke/evolver/evolver.html

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-26

MPC ポリマーコーティング表面のナノレオロジー計測（ 名古屋大学）伊藤伸太郎，今井一輝，福澤健二，張賀東【はじめに】
	
  i<RJ¸­¶m¬È² MPC÷2-methacryloyloxyethyl phosphorylcholineøìòíöÊ­²½ù¡£a_<Êu®«¸¨'¬È¶£Ç(1)ú«È½Z<¼ MPC ìòíö¨Z·a­¶æÎäôÖóº¹Ç²Á¸~¥ÅÈ¶£ÇúÖó½ºFG·¢Ç«¸¨rÅÈ¶¦Æù(2)±¼a_XW½Z#a_¸"¾ÈÇ ú­§­ùZ#a_¼ïÓåÛî½P³ºL¬È¶¦Å¯ù2,nº:j¹A¸­¶½tw¬È¶£¹£úïÓåÛîL¨%¹$¸­¶ùÖó·½,d<¨çóÔe?¼±È¸l¹Ç«¸ù¬Åº¡*¨k§Å¼º+­²/53ÊBµ«¸¨CªÅÈÇú±«·Qsv·½ùZ·a­² MPC ìòíö¼y7<¼LÊon¸­²úy7<¼^º½

Å¨fºm­²°ËK^[÷éÌÎçöÏÑ

êòõÕ[øÊj£²ú
【結果と考察】	  éÌÎçöÏÑêòõÕ[¼VÊ Fig. 1 ºu®úQ[½xÊ­²éÌÎçö÷¬z 2mmùéÌÎçöp8z 100 µmùxOh8 8 µmøÊëôöê¸­¶j£ÇúèÐÜÍÔßñÐö
Ý·ëôöêÊD­ùx·JÊ°ËK®Çú±¼N¼éÌÎçö¼²ÉÀÊ,nº^-®Ç«¸ºÄ´¶°ËKÊ-®Çú°ËK¼U>5½ 0.1 nN ÒöÞÊ@­¶£Çú¿²ùJ¸ëôöêx¸¼½èÐÜÚáöÙºÄÆ 0.1 nm ¼ÒöÞ·I¨·¢Ç(3)ú
.

J¸­¶ùØò×õ&Sº(3­² MPC ìòíöÊj£²úce?º¦©Ç½z

40 nm ·¢´²ú«Èº{ZÊ`­¶±¼¼y7<Ê^­²úy7<¼^·½ùëôö
êÊY6nºD÷D4 70 nmù\H 1 kHzø­¹¨ÅJºE¬°ùx·¼D4 A ¸qÈ δÊôàÔÎõÍõëºÄÆ^-­²úéÑöÔã
ðâóÊ-­ù^-­² A ¸δ§ÅJ¼]Hc (Ns/m)¸¾»-H k (N/m)Ê-­²úc ¸ k Êëôöêx¸&S¼º0­¶ëôàã­²|TÊ Fig. 2 ºu®úz 140 nm §Åùc ¸ k ½¸
Âº;)­²ú«È½Z·a­² MPC ìòíö¼
,d<ÊM­²Â¼·¢Æù¼g1º¤y<Ã7<¼)Ê=!­¶£Çúce?º¦©
Ç½z 40 nm ·¢´²²ÁùZ#e?·½ 3 

Fig. 1 Schematic of viscoelastic measurement.

¼ºa­²«¸¨É§Çú¿² c ¸ k ¼)½}n·¢´²ú«È½ MPC ¼¡*¼
3ÊM­²Â¼·¢Æù¡*¼b5¨&SºE
®Çº9£º)­²«¸Ê=!­¶£Çú【参考文献】(1) T. Moro et al., Nature materials, 3-11 (2004) 829.
(2) 笹田直, トライボロジスト, 52-8(2007) 573.
(3) S. Itoh et al., Tribology Letters, 30 (2008) 177.

Fig. 2 Experimental results of damping coefficientand spring and spring constant of MPC surface.

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-27࣋ࢩࢡࣝࡢᙧ≧ኚ໬࣓࢝ࢽࢬ࣒ࡢゎᯒ㸦ᒣཱྀ኱㝔⌮ᕤ 1࣭ᮾ໭኱㝔⌮ 2㸧ᾆୖ┤ே 1࣭኱⸨⩏அ 1࣭௒஭ṇᖾ 2࣭ᒣᮏ㝯 1࠙ࡣࡌࡵ࡟ࠚỈ⁐ᾮ୰࡛ࡣࠊከᵝ࡞ᙧ≧ࡢ࣋ࢩࢡࣝࡀほᐹࡉࢀࡿࠋࡑࡋ࡚ࠊᾐ㏱ᅽࡢᙳ㡪࡟ࡼࡾ࣋ࢩࢡࣝෆ࠿ࡽỈࡀᾐࡳฟࡋࠊ࣋ࢩࢡࣝࡢᙧ≧ࡀ⌫≧࠿ࡽᲬ≧ࡸ෇┙≧࡟ኚ໬ࡋࠊࡉࡽ
࡟ࠊᲬ≧࠿ࡽὒࢼࢩᆺࡸࢳ࣮ࣗࣈ≧ࠊ෇┙≧࠿ࡽࣄࢺࢹᆺࡸࢫࢺ࣐ࢺࢧ࢖ࢺᆺ࡟ᙧ≧ኚ໬ࡍࡿࡇ࡜ࡀᐇ㦂ⓗ࡟ほᐹࡉࢀ࡚࠸ࡿ(1)ࠋࡇࢀࡽࡢከᵝ࡞࣋ࢩࢡࣝࡢᙧ≧ࢆㄝ᫂ࡍࡿࡓࡵ࡟ࠊ
ADE ࣔࢹࣝ(2)ࡀᥦ᱌ࡉࢀ࡚࠸ࡿࠋADE ࣔࢹ࡛ࣝࡣࠊ࣋ࢩࢡࣝࡢ⾲㠃✚࡜య✚࡛Ỵࡲࡿవ๫㠃✚࡜ 2 ศᏊ⭷ࡢእഃ࡜ෆഃࢆᵓᡂࡍࡿ⬡㉁ศᏊᩘ࡟ࡼࡿ㠃✚ᕪࡢ 2 ࡘࡢࣃ࣓࣮ࣛࢱࢆ⏝࠸ࠊ
ከᵝ࡞࣋ࢩࢡࣝࡢᙧ≧ࡀฟ⌧ࡍࡿࡇ࡜ࢆㄝ᫂ࡋ࡚࠸ࡿࠋࡋ࠿ࡋ࡞ࡀࡽࠊᐇ㦂࡛ࡣ 2 ศᏊ⭷ෆእࡢ⬡㉁ศᏊᩘࢆホ౯ࡍࡿࡇ࡜ࡣ㞴ࡋࡃࠊᐇ㦂࡜⌮ㄽࡢẚ㍑ࡀ༑ศ⾜ࢃࢀ࡚࠸࡞࠸ࡢࡀ⌧≧࡛࠶ࡿࠋࡑࡇ࡛ࠊᡃࠎࡣࠊᩓ㐓⢏ᏊືຊᏛ(DPD)ࢩ࣑࣮ࣗࣞࢩࣙࣥ࡟ࡼࡾࠊ࣋ࢩࢡࣝࡢᙧ≧ኚ໬ࢆ෌⌧ࡋࠊᐇ㦂࣭⌮ㄽ࡟ᑐࡋ࡚ࠊࢩ࣑࣮ࣗࣞࢩࣙࣥ⤖ᯝࢆẚ㍑ࡋࠊ࣋ࢩࢡࣝࡢᙧ≧ኚ໬ࡢ࣓࢝ࢽࢬ࣒ࢆ᫂ࡽ࠿࡟ࡍࡿࡇ࡜ࢆ┠ⓗ࡜ࡍࡿࠋ࠙ࢩ࣑࣮ࣗࣞࢩࣙࣥ᪉ἲࠚࢩ࣑࣮ࣗࣞࢩࣙࣥࣔࢹࣝࡣࠊ⬡㉁ศᏊࢆぶỈᛶ 1 ⢏Ꮚࠊ␯Ỉᛶ 3⢏Ꮚ࡜ࡋࠊỈศᏊࡣぶỈᛶࡢ 1 ⢏Ꮚ࡜ࡋ࡚ᢅࡗࡓࠋ⬡㉁ࡣ 10,000 ศᏊࡢィ 40,000 ⢏ᏊࠊỈ
ࡣ 100,000 ⢏Ꮚ࡛ࢩ࣑࣮ࣗࣞࢩࣙࣥࢆ⾜ࡗࡓࠋADE ࣔࢹࣝ࡜ẚ㍑ࡍࡿࡓࡵ࡟ࠊ࣋ࢩࢡࣝෆࡢ
Ỉ⢏Ꮚᩘ Nwࠊ࠾ࡼࡧ 2 ศᏊ⭷ࡢእഃ࡜ෆഃࡢ⬡㉁ศᏊᩘᕪ ΔN ࢆኚ໬ࡉࡏࡓࠋ
࠙⤖ᯝ࡜⪃ᐹࠚࡲࡎࠊ⌫≧࣋ࢩࢡࣝ࠿ࡽ࣋ࢩ

ࢡࣝෆࡢỈ⢏Ꮚᩘ Nw ࢆῶࡽࡋࠊᙧ≧ኚ໬ࢆㄪ࡭ࡓࠋ2 ศᏊ⭷ෆእࡢ⬡㉁ศᏊᩘᕪ ΔN
ࡀ኱ࡁ࠸ሙྜࡣࠊ⌫≧࠿ࡽᲬ≧ࠊࢳ࣮ࣗࣈ≧࡬ᙧ≧ኚ໬ࡋࡓࠋ୍᪉ࠊΔN ࡀᑠࡉ࠸ሙྜࡣࠊ⌫≧࠿ࡽ෇┙≧ࠊࢫࢺ࣐ࢺࢧ࢖ࢺᆺ࡬ኚ໬ࡋࡓࠋ
ḟ࡟ࠊࢫࢺ࣐ࢺࢧ࢖ࢺᆺ࠿ࡽ 2 ศᏊ⭷ࡢෆഃ࠿ࡽእഃ࡬⬡㉁ศᏊࢆࣇࣜࢵࣉࣇࣟࢵࣉࡉࡏࠊ
ΔN ࢆ኱ࡁࡃࡋࡓ⤖ᯝࠊ࣋ࢩࢡࣝࡣ෇┙≧ࠊᲬ≧ࠊࢳ࣮ࣗࣈ≧࡬࡜ኚ໬ࡋࡓࠋࡲࡓ㏫࡟ࠊ2 ศᏊ⭷ࡢእഃ࠿ࡽෆഃ࡬⬡㉁ศᏊࢆࣇࣜࢵࣉࣇ
ࣟࢵࣉࡉࡏ ΔN ࢆᑠࡉࡃࡋࡓሙྜࠊࢳ࣮ࣗࣈ≧࠿ࡽᲬ≧ࠊ෇┙≧ࠊࢫࢺ࣐ࢺࢧ࢖ࢺᆺ࡬ࡢᙧ≧Fig. 1 ࢩ࣑࣮ࣗࣞࢩ࡛ࣙࣥᚓࡽࢀࡓ࣋ࢩࢡࣝ
ࡢᙧ≧࡜ ADE ࣔࢹࣝ࡜ࡢẚ㍑

ኚ໬ࡀほᐹࡉࢀࡓࠋࢩ࣑࣮ࣗࣞࢩ࡛ࣙࣥᚓࡽࢀࡓ࣋ࢩࢡࣝࡢᙧ≧࠿ࡽ v ࡜ m0/4π ࢆィ⟬ࡋࠊ
ADE ࣔࢹࣝ࡜ẚ㍑ࡋࡓ࡜ࡇࢁࠊFig. 1 ࡟♧ࡋࡓࡼ࠺࡟࣋ࢩࢡࣝࡢᙧ≧ࡀⰋࡃ୍⮴ࡍࡿࡇ࡜ࡀ
ศ࠿ࡗࡓࠋᑦࠊᙜ᪥ࡣ࣋ࢩࢡࣝࡢᙧ≧ኚ໬ࡢヲ⣽ࢆⓎ⾲ࡍࡿணᐃ࡛࠶ࡿࠋ
࠙ཧ⪃ᩥ⊩ࠚ
(1) H. Hotani, J. Mol. Biol., 178, 113 (1984); M. Yanagisawa, M. Imai, and T. Taniguchi, Phys. Rev.
Lett., 100, 148102 (2008)(2) U. Seifert, Adv. Phys., 46, 13 (1997).

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-28

リン脂質ベシクルの化学駆動とそれに�う変形と破裂(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 7 大学) Nicolas Puff、Miglena I. Angelova【は�めに】
近年、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自己駆動現象が相次いで報告されている。我々はリン脂質の一種である DOPC よりベシクルを調製し、そこに様々な水溶液のマイクロインジェクションを行った。その結果、特定のイオン種を含む水溶液で、ベシクルがマイクロピペット先端に向かって泳動する現象が観察された。また、ベシクルが十分な余剰面積をもつ場合には、ベシクルの変形も併せて観察された。今回、我々は特に水酸化ナトリウム(NaOH)水溶液をインジェクションした場合に注目し、ベシクルの挙動について
観察、解析を行った。また、酸性リン脂質を含むベシクルについても同様の観察を行った。
【結果と考察】まず、DOPC ベシクルに対し NaOH 水溶液のインジェクションを行った。すると、ベシク
ルはマイクロピペット先端に向かって速度を増しながら直線的に移動した。その速度は数µm/s から数十 µm/s であり、特にマイクロピペット近傍では 100 µm/s 近くに達するものもあった。我々は、ベシクルの界面エネルギーは OH-イオンの濃度に依存したリン脂質分子の解離状態の変化によって変化し(1)、ベシクルはその界面エネルギーを低下させる方向に移動するというモデルを立てて検証を行った。その結果、観察されたベシクルの速度とモデルから求めたベシクルの速度は比較的良く一致した。このモデルでは、ベシクルの先端に大きな力が働くが、そのような状況下ではベシクルにチューブが形成されることが期待される。そこで、ある程度大きな余剰面積をもつベシクルに対し NaOH 水溶液のインジェクションを行ったところ、チューブ形成からパーリングに至る過程が観察され、実際にベシクル先端に大きな力がかかっていることが示唆された。また、特にベシクルとマイクロピペットの距離が遠い場合、泳動が起きないにも関わらずベシクルが可逆的な変形を示す様子も観察された。
例えば、prolate 型のベシクルの場合、インジェクション開始によりベシクルがパーリングを示し、インジェクションを停止すると初期の prolate 型に戻った。この場合、ベシクル周りの OH-濃度の非対称性は小さいため、ベシクル先端にかかる力は小さく変形の駆動力になり得ず、我々はベシクル膜の外膜のみにイオンが作用し、外膜と内膜の面積差が大きくなることでベシクルが変形したと考えた。
次に、我々は酸性リン脂質である DOPG、DOPA、DOPS それぞれと DOPC を混合して二成分系のベシクルを調製し、NaOH 水溶液のインジェクションを行った。その結果、全てのベシクルで強い泳動が観察され、特に DOPG、DOPA を含むベシクルに関しては特徴的な破裂も観察された。発表ではベシクルの泳動を中心に、それとカップルして起きるベシクルの変形、破裂のメカニズムについて議論を行う。
【�考��】(1) Petelska, A. D.; Figaszewski, Z. A. Biophys. J. 2000, 78, 812-817.

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-29

水の気液転移における泡の発生
首都大物理

平井 祥太

及川典子

栗田玲

【はじめに】
溶液中において、ナノスケールの小さなバブル(ナノバブル)が長時間安定に存在することが知られている。しかし、そのサイズの小ささゆえの大きなラプラス圧に抗して、長時間安定に存在しつづけられる物理的メカニズムは未だに良くわかっていない。
近年、疎水性の強い混入物を加えることによって、ナノバブルが熱平衡状態として安定に存在しうることが理論的に見いだされた。
今回この理論的な話にもとづいて、混入物がほとんどない純水を沸騰させ、発生した泡が純水中で安定して存在しうるか、簡易的な実験を行った。
【結果と考察】三角フラスコに入れた純水を沸騰させ、水蒸気を純水中に放出する。この水蒸気は本来な
らば、純水で冷やされ、すぐに水に戻るはずである。しかし実際は気泡が形成された。この気泡は長時間経過すると再び水に溶けていくことが観察されたため、準安定状態であると考えられる。
これについて今回、考察を行う。

【参考文献】(1)岡本隆一、小貫明との Private Discussion(2)

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-30

DN ゲルの摩擦挙動
山形大学工学部

○亀山

敏貴

牧野真人

【はじめに】
摩擦抵抗の構成として物体の沈み込みによる掘り起し抵抗と、物体間に起こるせん断抵抗により構成されている。金属の場合沈み込み量がとても小さく掘り起し抵抗を無視することができ,せん断抵抗のみで考えられる。しかしゲルは沈み込み量が大きいため掘り起しによる抵抗を無視することはできない。そこで私は沈み込み量を減らすことにより摩擦抵抗が減るのではないかと仮説をたて、その摩擦メカニズムの解明を目標に実験を進める。ここでは DN
ゲルを圧縮し表面を硬くすることで沈み込み量を減らすという方法をとる。
【結果と考察】図１に測定結果を示す。圧縮量を圧縮応力に換算し縦軸にとり、また横軸は摺動速度である。グラフから読み取れるように圧縮応力が高くなるほど摩擦係数の減少が見て取れる。これは圧縮した際にゲル表面のみかけのヤング率が変化し沈み込 みに影響したと考えられる。
また圧縮した際にゲルの表面が均一化され掘り起しによる抵抗が減少したと考えられる。しかし高速時、データのばらつきが大きく単純に比例しないことが分かる。これはゲル自体の表面の振動に起因したと考える。今後、圧縮した際の DN ゲルの表面を AFM を用いて表面観察
し、どのような変化がみられるか検証していき、また実際の沈み込み量を測定し理論値との比較をしていきたい。本研究が進むことにより DN ゲルの摩擦調整法を確立し新たな機械要素の開発を期待している。

【参考文献】

図１測定結果(1) J. P. Gong, Y. Katsuyama, T. Kurokawa, and Y. Osada, “Double-Network Hydrogels with
Extremely High Mechanical Strength”, Advanced Materials, Vol.15, No.14 (2003),

pp.

155-1158(2) J. P. Gong, “Friction and lubrication of hydrogels-its richness and complexity”, Soft matter,
Vol.2, (2006), pp. 544-522.

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-31⬡㉁⭷ࡀㄏ㉳ࡍࡿ྾╔⢏Ꮚࡢ᫬✵㛫ࢲ࢖ࢼ࣑ࢡࢫ ໭㝣ඛ➃኱࣐ࢸࣜ࢔ࣝ  ᇳ⾜ ⯟ᕼࠊኴ⏣ ᭷⣖ࠊ Ỉ㔝 ᚿ㔝ࠊỌ஭ ೺ࠊ℈⏣ ຮ࠙ࡣࡌࡵ࡟ࠚ
⏕య⭷ࡢ⭷㠃ୖ࡟࠾ࡅࡿ≀㉁⛣ືࡣࠊ⭷ࡢ࢚ࣥࢻࢧ࢖ࢺ࣮ࢩࢫࡸ࢚࢟ࢯࢧ࢖ࢺ࣮ࢩࢫࡢ
⭷ኚᙧࡢไᚚ࡟ࡘ࡞ࡀࡿࡓࡵ⏕࿨άື࡟࠾࠸࡚㠀ᖖ࡟㔜せ࡞⌧㇟࡛࠶ࡿࠋᮏ◊✲࡛ࡣࠊ⭷㠃࡟࠾ࡅࡿ≀㉁จ㞟ࢆᨭ㓄ࡍࡿ≀⌮ἲ๎ࢆ᫂ࡽ࠿࡟ࡍࡿࡓࡵࠊ⏕య⭷⣔ࢆ༢⣧໬ࡋࡓேᕤ
⣽⬊ࢆ⏝࠸ࡓ⭷ࢥࣟ࢖ࢻ」ྜ⣔ࢆࢹࢨ࢖ࣥࡋࡓ  ࠋ⭷࡬ࡢ≀㉁ࡢจ㞟 ྾╔ ࡣࣇ࢓ࣥࢹࣝ
࣮࣡ࣝࢫຊ࡜㟁Ẽ஧㔜ᒙຊࡢ࿴࡛⾲⌧ࡋࡓ '/92 ⌮ㄽ୍࡛⯡ⓗ࡟⌮ゎࡍࡿࡇ࡜ࡀ࡛ࡁࡿࡀࠊ
ࡇࡢ⌮ㄽ࡟ࡣࢯࣇࢺ࣐ࢱ࣮࡛࠶ࡿ྾╔⏺㠃ࡢ⇕ⓗᦂࡽࡂࡣ⪃៖ࡉࢀ࡚࠸࡞࠸ࠋࡑࡇ࡛ᮏ◊✲࡛ࡣࠊ⭷ࡢ⇕ⓗᦂࡽࡂࡀࠊ⭷࡟྾╔ࡋ࡚࠸ࡿ≀㉁ᣲື࡟୚࠼ࡿᙳ㡪ࢆ᫂ࡽ࠿࡟ࡍࡿࠋ

࠙⤖ᯝ࡜⪃ᐹࠚ
ࢪ࢜ࣞ࢜࢖ࣝ࣍ࢫࣇ࢓ࢳࢪࣝࢥࣜࣥ '23& ༢ᡂศ⬡㉁⭷ࢆ⏝࠸࡚ࠊ┤ᚄᩘ༑ȣP ⛬ᗘࡢ࣏ࣜࢯ࣮࣒࡜┤ᚄ QP ཬࡧ wP ࡢ࣏ࣜࢫࢳࣞࣥ⢏Ꮚࢆΰྜࡋࡓ⭷ࢥࣟ࢖ࢻ⢏Ꮚ」ྜ⣔ࢆసᡂࡋࡓࠋࢫࢸ࣮ࢪࡢᗘࢆ Υ࠿ࡽ Υࡢ༊㛫࡛௵ព࡟ኚ໬ࡉࡏࠊ⭷ࡢᦂࡽࡂࢆቑ኱ࡉࡏࡓࠋ )LJ ࡟ᗘୖ᪼࡟క࠺ࠊ⭷㠃྾╔ࢥࣟ࢖ࢻࡢจ㞟≧ែࡢኚ໬ D ࡜ࠊࢥࣟ࢖ࢻ㛫㊥㞳 Gࡢ㢖ᗘศᕸ E ࢆ♧ࡍࠋ ᗘୖ᪼࡟క࠸ࠊ⢏Ꮚ㛫㊥㞳ࡀ⊃ࡲࡗ࡚࠸ࡿࡇ࡜ࡀ୧ᅗ࠿ࡽ⌮ゎ࡛ࡁࡿࠋࡇࢀࡣࠊ྾╔ࢥࣟ࢖ࢻ࡟⭷ࡢ࢚ࣥࢺࣟࣆ࣮㉳ᅉࡢᘬຊࡀㄏ㉳ࡉࢀࡓ࡜⪃࠼ࡽࢀࡿࠋ
Ⓨ⾲࡛ࡣࠊࢥࣟ࢖ࢻࡢจ㞟࡟㛵ࡋ࡚⭷ࡢ඾ᆺⓗ࡞ᦂࡽࡂࢹ࣮ࢱࢆᇶ࡟㆟ㄽࡍࡿࠋ



G



(a)



Fig.1ྛ

ࡢ㢖ᗘศᕸ E ࠋ(b)ᗘ ࡟ ᑐ ࡍࡿࣜ ࣏ ࢯ ࣮ ࣒ୖ ࢥ ࣟ ࢖ࢻ⢏ Ꮚ ࡢ 㢧 ᚤ㙾 ീ D ࠊ࠾ ࡼ ࡧ ⢏ Ꮚ㛫 ㊥ 㞳 GREF1) T. Hamada, et al., J. Am. Chem. Soc., 134, 13990-13996 (2012).

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-32

">:<:È1¥

n­Ð¤¶©EG=?CKÑmkiÒw»|Ò«¦ÌR#( #/&"©±Ò;4P¡"_^1.J49OMP9N[1]F

JAB91Ç¼(.ÒJ49OMP9N¸Ë"2P6MP:Ò!/ÃgW"
Ãgl

% Frank "~5FN8Q1v."µÒ>:<:¡"ÃgÈ£.1,[2]Ó©±#Ò">:<:¡"È

7LMC31

.Y1hX.Ò>:<:">:"Â`<:"Â`"ÆÐj 1 " L RÑ"u®o0/.1ª[3]Ó7LNYu.>:<:È"²#Ò7

LMC31¨.("R°"n­Ðn­Ñ¥ µ   · t >:<:¡"È..Ó

#Òfyxy"!/lVU£-Ò/,"§.@P?"!

/l#Ò7LNY"¼'u§.²1ªÓ"µÒÈ">:<:"Â`"u®o0/.Ój 1

Ò>:<:¡"È"sÉ"²"p1ªÓ"È"²#ÊzÄÒ7LN`"}

ppm )Ò>:<:"Êu®#£.Ó
&"²#¬¯}¿Ò7LN

Y1hX.u®1d-e½)

7LN@P;QÁ
À
|

.Ó,
ÒY"

"²#Zq
°Î"7LN`p



¾z"
r"`p

"Ò{

u².Ó

>:<:È"²1º.(¹)"#ÒJ49OMP9NÒFJAB
9Ò +$\]ÍÅ
BD2BI)Êz
"Ïb´

jÔ: 7LNY u.>:<:È"²ÓAchiral  ."a"u®(L=R)
ÀÓ/+-S#(+)--HFPÒT#()-HFP u.²1ªÓ

-Ò@

.Ó/*

7LN@P;Q¥©±.n­#Ò³[¥.Óc·¢
[1] T. Ohzono et al., Soft Matter 5, 4585 (2009).
[2] T. Ohzono and J. Fukuda, Nature Commun. 3, 701 (2012).
[3] T. Ohzono, T. Yamamoto and J. Fukuda, Nature Commun. 5 , 3735 (2014).

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-33

細胞モデル膜小胞内における相分離系のシステム挙動（所属機関部局）北陸先端大マテリアル，東北大多元研 A

石井健郎，河崎俊一 A，村岡貴博 A，金原数 A，永井健，濱田勉【発表要旨】
細胞は、生物の最も基本的な構成単位であり、様々な機能を持つ自律的なマイクロシステ
ムである。例えば、内部での分子反応による変形機能や、周囲の化学物質・光・温度等の勾配に対する自発運動機能を備える。我々のグループは、複雑な細胞の機能システムを人工的に創り出し、構築された分子システムの設計原理を明らかにすることを目的としている。これまでの研究で、実際の細胞膜と同様の脂質 2 分子膜からなる人工細胞膜(ジャイアントベシクル)を作製し、浸透圧変化によるベシクル変形や、光応答性物質の導入によるベシクル開閉のコントロールを可能とした(1)。しかし、高次機能を備えた人工的な細胞システムを創り出
すには、膜の作製や制御に留まらず、実際の細胞と同様に小胞内部に分子反応系を導入する必要がある。
そこで、本研究では、人工膜小胞内に分子反応系として相分離系を導入した細胞モデルを構築することを目標とした。分子反応系として、温度変化により凝集体を形成する PEG 化
合物 MeOPh2EO12(MeO-PEG)を用いた。この化合物は、顕微鏡観察実験に適した温度で相分離する分子システムとして、我々がデザインした分子である(2)。MeO-PEG 水溶液を位相差顕微鏡で観察すると、ある温度以上でミクロドメインの発生が確認された。これは、水と
MeO-PEG が相分離を起こして多数のミクロ相分離ドメインを形成することに起因する。
我々は先ず、この MeO-PEG システムを細胞サイズの油中水滴(W/O エマルション)に内封した。油中水滴はベシクルの前駆体であり、油相から水相に水滴を移行することで、ベシクルが形成される(3)。水滴内に発生した MeO-PEG 相分離ドメインの形状は球形であり、温度上昇に伴いドメインが徐々に大きくなることが観察された。また、水滴内の中心部で形成されたドメインは、枯渇相互作用によって膜界面へと移動した。この系の相分離構造は、液液相分離であると考えられる。近年、実際の細胞内でも液-液相分離の存在が報告されており(4)、このような相分離系を細胞モデルに導入し解析することは細胞システムの設計原理を理解するうえで不可欠である。発表では、細胞モデル膜小胞内への相分離系の導入と、小胞内で形成された相分離ドメインのシステム挙動について報告する。

【参考文献】(1) T. Hamada & K. Yoshikawa, Materials, Vol 5, 2292-2305 (2012).

(2) S. Kawasaki, T. Muraoka, H. Obara, T. Ishii, T. Hamada, K. Kinbara, Chemistry – An

Asian Journal Vol 9, 2778–2788 (2014).

(3) H. Ito, T. Yamanaka, S. Kato, T. Hamada, M. Takagi, M. Ichikawa & K. Yoshikawa,

Soft Matter, Vol 9, 9539-9547 (2013).
(4) A. A. Hyman & K. Simons, Science, Vol 337, 1047-1049 (2012).

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-34㧗ศᏊࢆෆໟࡍࡿ࣋ࢩࢡࣝࡢ⣽⟶୰ࡢὶື㸸࢜ࣥࢧ࣮࣮࢞ࡢᩓ㐓㛵ᩘ࡟ࡼࡿゎᯒ(ᮾ໭኱Ꮫ⌮Ꮫ◊✲⛉) ኱▮㇏኱㸪ᕝ຾ᖺὒ  (ᮾ໭኱ᏛᕤᏛ◊✲⛉)   ᒸ㒊᭸Ọ  ࠙ࡣࡌࡵ࡟ࠚ
࣋ࢩࢡࣝෆ㒊ࡢỈ┦㒊ศ࡟㧗ศᏊࢆ㛢ࡌ㎸ࡵࡓᵓ㐀ࡣ㸪⏕యෆ㒊࡟࠾ࡅࡿ௦ㅰ㐣⛬࡛⌧ࢀࡿࡔࡅ࡛࡞ࡃ㸪ࢻࣛࢵࢢࢹࣜࣂ࣮ࣜࢩࢫࢸ࣒ࡢ᭱ࡶ⡆༢࡞ࣔࢹࣝ࡜ࡋ࡚ࡶ㔜せ࡛࠶ࡿࡓࡵ㸪ᐇ㦂࣭⌮ㄽࡢ୧᪉ࡢ❧ሙ࠿ࡽ㏆ᖺ◊✲ࡀ┒ࢇ࡟⾜ࢃࢀ࡚ࡁ࡚࠸ࡿ㸬ᮏ◊✲࡛ࡣ㸪ࢻࣛࢵࢢࢹ
ࣜࣂ࣮ࣜࢩࢫࢸ࣒ࢆᑐ㇟࡜ࡋ࡚㸪㧗ศᏊࢆෆໟࡋࡓ࣋ࢩࢡࣝࡀẟ⣽⟶୰ࢆὶࢀࡿᵝᏊࢆࢩ࣑࣮ࣗࣞࢩࣙࣥ࡟ࡼࡗ࡚෌⌧ࡋ㸪࢜ࣥࢧ࣮࣮࢞ࡢᩓ㐓㛵ᩘ࡟ࡼࡿᐃ㔞ⓗ࡞ゎᯒ࠿ࡽ࣋ࢩࢡࣝࡢ
ὶື≉ᛶࡢ㉳※ࢆ᫂ࡽ࠿࡟ࡍࡿࡇ࡜ࢆ┠ⓗ࡜ࡋ࡚࠸ࡿ㸬 ᡃࠎࡣ㸪ࡇࢀࡲ࡛࡟㸪࣋ࢩࢡࣝࢆ⾲⌧ࡍࡿࡓࡵࡢ Phase-field ⌮ㄽ(PFT)࡜࣋ࢩࢡࣝෆ㒊ࡢ㧗ศᏊࢆグ㏙ࡍࡿ⮬ᕫ↓᧐╔ሙ⌮ㄽ(SCFT)ࢆ࢝ࢵࣉࣜࣥࢢࡉࡏࡿᡭἲࢆ㛤Ⓨࡋ㸪⮬⏤࢚ࢿࣝࢠ࣮ࢆ࣮࣋ࢫ࡜ࡋࡓゎᯒ࡟ࡼࡗ࡚㧗ศᏊࢆෆໟࡋࡓ࣋ࢩࢡࣝࡢࢫࢱࢸ࢕ࢵࢡ࡞Ᏻᐃᙧ≧ࢆồࡵࡓ(1,2)㸬ࡑࢀ࡟ᑐࡋ࡚㸪ὶືሙ୰࡟࠾ࡅࡿ࣋ࢩࢡࣝࡢࢲ࢖ࢼ࣑ࢵࢡ࡞Ᏻᐃ≧ែࡣ㸪࢜ࣥࢧ࣮࣮࢞ࡢᩓ㐓㛵ᩘ࡟ࡼࡿゎᯒ࠿ࡽồࡵࡿࡇ࡜ࡀ࡛ࡁࡿ࡜⪃࠼ࡽࢀࡿ(3,4)㸬ࡑࡢゎᯒࢆྍ⬟࡜ࡍࡿࡓࡵ࡟㸪ᮏ◊✲࡛ࡣ࢜ࣥࢧ࣮࣮࢞ࡢཎ⌮࡟❧⬮ࡋࡓ࣋ࢩࢡࣝࡢ㐠ື᪉⛬ᘧࢆ PFT ࡟ࡼࡗ࡚⾲⌧ࡋࡓ(4)㸬ࡉࡽ࡟㸪Navier-stokes ᪉⛬ᘧ࡛グ㏙ࡉࢀࡿὶືሙࢆ PFT ཬࡧ SCFT ࡜࢝ࢵࣉࣜࣥࢢࡉࡏࡿࡇ࡜࡟ࡼࡾ㸪ẟ⣽⟶୰࡟࠾ࡅࡿ㧗ศᏊࢆෆໟࡋࡓ࣋ࢩࢡࣝࡢࢲ࢖ࢼ࣑ࢵࢡ࡞
ᣲືࢆ෌⌧ࡋࡓ㸬࠙⤖ᯝ࡜⪃ᐹࠚ
࣋ࢩࢡࣝෆ㒊ࡢ㧗ศᏊࡣ㸪ࡑࡢ᤼㝖య✚࡟ࡼࡿຊᏛⓗ࡞ຊࢆ࣋ࢩࢡࣝ⾲㠃࡟୚࠼ࡿࡀ㸪ࡑࢀ࡟ຍ࠼࡚࣋ࢩࢡࣝෆ㒊ࡢὶయࡢ⢓ᛶࢆቑຍࡉࡏࡿ㸬ࡇࡢ⢓ᛶࡢቑຍ࡟ࡼࡾ㸪ὶືሙࢆ፹௓࡜
ࡋࡓ㧗ศᏊ࡜࣋ࢩࢡࣝ࡜ࡢ┦஫స⏝ࡀⓎ⏕ࡍࡿ㸬ᡃࠎࡣ㸪࣋ࢩࢡࣝෆ㒊ࡢ㧗ศᏊࡢ⃰ᗘࢆቑຍࡉࡏࡿ࡟ࡘࢀ㸪࣋ࢩࢡࣝࡢ㔜ᚰ఩⨨ࡀẟ⣽⟶ࡢ୰ᚰ㒊ศ࡟ᒁᅾࡋ࡚࠸ࡃࡇ࡜ࢆᩘ್ィ⟬࡟ࡼࡗ࡚♧ࡋࡓ㸬㧗ศᏊ⃰ᗘࡢቑຍࡣ࣋ࢩࢡࣝෆ㒊ࡢὶయࡢ⢓ᛶࢆቑຍࡉࡏࡿࡓࡵ㸪ෆ㒊ὶືሙࡢ⢓ᛶᩓ㐓㛵ᩘࢆᑠࡉࡃࡍࡿࡼ࠺࡞ᣲືࢆ࣋ࢩࢡࣝ࡟ᙉ࠸ࡿ㸬࣋ࢩࢡࣝෆ㒊ࡢὶືሙࡢ⢓ᛶᩓ㐓ࡣ㸪ෆ㒊ὶືሙࡢᅇ㌿㐠ື࡟ࡼࡗ࡚⏕ࡌࡿࡀ㸪ࡇࡢ㐠ືࢆᑠࡉࡃࡍࡿࡓࡵ࡟࣋ࢩࢡࣝ
ࡢ㔜ᚰࡀẟ⣽⟶ࡢ୰ᚰ࡟㏆࡙ࡃࡢ࡛࠶ࡿ㸬࠙ཧ⪃ᩥ⊩ࠚ
(1) Y. Oya, K. Sato and T. Kawakatsu, EPL, 94, 68004 (2011).

(2) Y. Oya and T. Kawakatsu, EPL, 111, 28003 (2014).
(3) M.Doi, J. Phys.: Condens. Matter, 23, 284118 (2011).
(4) Y. Oya and T. Kawakatsu, arXiv, 1406.6184(2014)

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-35

偏光イメージング法によるひも状ミセル水溶液の流動誘起構造解析（阪大院理）○大場矢登，井上正志【はじめに】
ひ も 状 ミ セ ル を 形 成 す る cetyltrimethylammonium
Imaging camera
bromide/sodium salicylate (CTAB/NaSal)水溶液は，高 NaSal 濃度
Measuring stressの条件下では，単一の緩和時間で記述できる線形粘弾性を示
Band
pass
filterす．一方，高速流動下においては空間分布を持つ流動誘起構造が生じることが知られている．通常の粘弾性測定では，系全体の平均としての情報しか得られないため，構造変化の詳
Mirror細を明らかにするには，イメージング法が有効である．これまでに同心円筒型流路において定常的なシアーバンドが生じ Mirror
ることなどが報告されている．しかし，より広く利用されてRotating
いる円錐円板型流路においては，半径方向の隙間の変化，流Cone glass plate
Sample動が回転方向に依存するなどの問題のため，系全体の流動状
Flat glass plate態の詳細な観測は未だなされていない．
変形によって生じる配向を起源とする応力と複屈折には，応力光学則として知られる比例関係が成立する．ゆえに複屈 Circularly polarized
折分布の測定は応力分布の測定に対応した情報を与える．本 light source
研究では 2 次元の各位置における偏光情報を取得できる偏光 Fig. 1 Rheo-optical apparatus
イメージングカメラを用い，Fig. 1 に示す装置を作成し，ガラ using polarization imaging
ス製円錐円板型流路内における流動を複屈折分布と応力の同 camera and rheometer.
時測定を行った．
【結果と考察】Fig. 2 に CTAB(0.03M)/NaSal(0.045M)水溶液の一定せん断速度試験（ずり速度 20 s-1）における，ある瞬間の複屈折分布と，粘度の時間変化を示す（高複屈折部を白色で示している）．
複屈折分布は同心円構造をもち，時間と共に高複屈折部が生成，消滅を繰り返す散逸構造を示した．粘度も同様に時間とともに変化し，その増減は治具全体の複屈折の平均値に非常によく対応していた．当日はこの関係をより定量的に議論できるように，複屈折分布の情報を用い，粘度へのフィッティングを試みた結果について報告する．
【参考文献】(1) M. -A. Fardin and S. Lerouge, Eur. Phys. J. E 2012, 35: 91.
(2) Carlos R. Lopez-Barron, A. Kate Gurnon, Aaron P. R. Eberle, Lionel Porcar, and Norman J.
Wagner, Phys. Rev. E 2014, 89, 042301.
(a)

(b)

(c)

(d)

(e)

1.4
1.2

(a)

/Pa s

1.0

(d)

0.8
0.6

(b)

0.4

0.2
0.0
80

85

(c)
90

95

100

t/s

Fig. 2 (a), (b), (c), (d) show birefringent distribution images. (e) shows time dependence ofviscosity. Red markers represent when the images were took respectively.

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-36

荷電コロイド粒子のクラスター形成（名古屋市立大学）中村友紀、岡地真奈美、豊玉彰子、奥薗透、山中淳平【はじめに】コロイド粒子の会合体形成の研究が近年活発である[1,2]。本研究では、正・負電荷をもつポリスチレン（PS(+)および PS(-)）粒子、負電荷を持つシリカ粒子と、正・負のイオン性界面活性剤の組み合わせにより、界面活性剤添加による会合・解離の制御を検討した。特に、PS(-)粒子、シリカ粒子、カチオン性界面活性剤から成る系について、界面活性剤
吸着量変化と会合頻度の関係性を検討した。
【実験】 PS(+)粒子(直径 d = 250 nm, 420 nm)はコモノマーとして 2-vinylpyridine、開始剤に
2,2’-azobis(2-methylpropion-amidine)dihydrochloride 、 PS(-) 粒 子 (d = 380 nm) は コ モ ノ マ ー にsodium p-styrenesulfonate を用い、開始剤に potassium peroxodisulfate を用いた。PS(-)粒子（d = 600nm）は Thermo Scientific 社より、シリカ粒子(d = 500 nm, 1000 nm)は日本触媒社より購入した。カチオン性およびアニオン性界面活性剤として cetylpyridinium chloride (CPC)および sodium hexadecyl
sulfate (SHS)を用いた。光学顕微鏡(ECLIPSE Ti ; Nikon 社)およびハイスピードカメラ(FASTCAM
viewer, photoron 社)を用いて観察した。
【結果と考察】Fig.1 にカチオン性界面活性剤(CPC)濃度 Csurf に対する、様々な二粒子混合系の会合・凝集状態を示す。粒子および界面活性剤が同符号のとき、Csurf によらず会合は生じなかった。粒子二種類が異符号のとき、Csurf = 0 μM で会合していた粒子が界面活性剤濃度増加につれて未会合状態となった。二種類の粒子が同符号で界面活性剤が異符号のとき、Csurf の増加に伴って、未会合→会合→未会合状態と変化した。
シリカ粒子、PS(-)、および CPC から成る系について、Csurf に対するゼータ電位変化・吸着量変化・会合数・未会合粒子頻度を比較した。吸着量が十分多いとき、PS（—）
粒子の表面電荷は正に反転し、負電荷のシリカ粒子と会合することが明らかになった。以上のように、界面活性剤の吸着により会合状態を制御できることが明らかになった。

Fig. 1 Observed clustering behavior of PS(-), PS(+) andsilica in the presence of cetylpyridinium chloride. ● ,aggregation; ○, cluster; —, free particles.

【参考文献】(1) S. Y. Lee, L. Gradon, S. Janeczko, F. Iskandar, K. Okuyama, ACS Nano, 4 (8), 4717–4724 (2010)(2) Yufeng Wang, Yu Wang, D. R. Breed, V. N. Manoharan, L. Feng, A. D. Hollingsworth, M. Weck,
D. J. Pine, Nature 491, 51–55 (2012).

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-37

金属パッチ粒子による金属表面の被覆条件の探索（九大院理）野口

朋寛、岩下

靖孝、木村

康之

【はじめに】
コロイド粒子の分散状態を保つことは、コロイド系の様々な応用において重要な課題である。コロイド粒子の不可逆凝集は主にファンデルワールス(vdW)引力が起源であり、その力は溶媒との誘電率の差が大きいほど強い。よって導電体である金属粒子は、非常に強い vdW
引力により容易に凝集してしまう。そこで我々は、溶媒に対し分散安定な固定誘電体で金属粒子を被覆することにより、金属粒子を分散安定化することを考えた。具体的には、誘電体粒子の一部を金属薄膜で覆ったパッチ粒子を作製し、金属面同士を選択的に凝集させる(図(a))。このとき、パッチ粒子同士は凝集しないことが望ましい。
【結果と考察】これまでに我々は Au－シリカパッチ粒子(図(b))とそれよりかなり大きな Au 面を持つ粒子（大粒子）を作製し、２次元分散系において凝集挙動や形成される凝集構造の観察を行った。
その結果、パッチ粒子と大粒子間の凝集挙動が塩濃度に依存することが分かった。また、パッチ粒子の Au 薄膜の膜厚や薄膜の表面物性を制御することにより、塩濃度がある程度高い
場合でもパッチ粒子間の凝集を起きにくくすることができた。これらの結果を受け条件を整えることにより、パッチ粒子の Au 面と大粒子の Au 面が凝集する「凝集面の選択性」や、パッチ粒子間はあまり凝集せずパッチ粒子－大粒子間は凝集しやすい「凝集粒子の選択性」をある程度実現し、大粒子をパッチ粒子が被覆した凝集構造を形成することに成功した。加えて、大粒子の表面の物性をある程度変えても凝集挙動に大きな影響を与えないことも分かった。
そこで今回は３次元分散系での被覆挙動を調べた。パッチ粒子と大粒子を分散させたのち、沈殿しない程度の穏やかな攪拌を長時間かけ、形成された凝集体の観察を行った。２次元分散系の結果に基づき、塩濃度などの条件を調整することにより、密な被覆が実現され得ることが分かった(図(c))。

(a)

(c)

(b)
Au

金属
1.5m

図 (a)ヤヌス粒子で被覆された金属粒子

5m(b)Au―シリカヤヌス粒子(c) 3 次元分散系において密に被覆された大粒子

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-39

三次元画像解析による二成分ベシクル自己生産機構の研究（ ��大�理）�� �大、��� ��、今� ��（��大物理����学）�上 ��（Jozef Stefan Inst., Univ. of Ljubljana）Primoz Ziherl
�はじめに�
リン脂質の二重膜で構成されるベシクルは生体膜のモデル膜として、膜弾性理論を用いてその物理的性質が広く研究されてきている。ベシクルは浸透圧や温度の変化によって形状を変形させることが知られており、その中でも生命機能に密接に関係する変形として、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り、その機構を解明することは、生命の起源において物質から生命がどのように構成され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 の二成分ベシクルを用い、三つの異なるベシクル、その内一つのベシクルについては四世代に渡り、計六つの自己生産過程の形状変化の三次元解析を行った。これらの解析によって得られた面積、体積、曲率の変化を用いて、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 を計算すると、v - ∆a ダイアグラム上に共通した階段状の特徴的な軌跡を得た。これは ADE model において導入される最適な面積差∆a0 の変化
で説明ができ、ADE model が今回の実験結果を説明するために妥当であることを示す結果となった。そこで、ADE model に基づいた形状の相図上に観察された形状変化を表すと、今回観察された自己生産過程はベシクルの大きさや世代に依らず、一つのマスターカーブで説明できるものであることが明らかになった。このマスターカーブは単純な幾何学モデルから計算することができ、ベシクルの半径、世代に依らない形状変化を実現するためには、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の再分配が行われることを示唆している。この再分配は、ベシクルが冷却され表面積が減少したときに起こる孔形成の際に行われると考えられ、この時、ベシクルの半径 R に応じて、自発曲率 C0 を C0=2/R という最適な値に安定化するために異なる形状を持つ二つの脂質が内外膜で交換されていると考えられる。
��考���
[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.

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.

P-40

·Á[ā"

/þĀîtü#À.Ćp#ĄmĔ ^Tcē Ýäj#:DAG;OĖtüò0/·Á[ā"ĕQ°zÖgíUø¬oµåpÐ"|/tü¹p$­ÄÝäj·Þ!č.d²!ã

³¿!­Ä+-0/PêÐ"]½$;NC3ü#¸$]S/*·Á[ā$tü#À.ĆpÛØ//

Ćp1÷Ý"m©0%IO;O;NC3üâp¹p"ç/ćÔ1ÄÉÐ"ó¦/våü1YqxÐ"/é%ÒÇÐ!m±«-tü¹p+V0#¯"tü1Ē/Å"H27Nt

",Ýä95OL#¹p1/0:DAG;O1Ēp/iÐ!ÄÉI@L!./ÁĎ"èy¼ ¨ Ñ ×  $ ¶ Ë ­ Ä   / þ Ā î # P Õ D K 9 6 I Nitella # t  ü ¹ p 1 · Á [āò¾/ðá1ñ_pÌflÉ",£#ďÚ#Ćp1ô¾ö¤=JNBO1ks/*ĐĊ9?O8R"æ_#ĉñksEM>31õá
k s » 1  Ê    Þ ª  4  1  Ý ä 1 ò   /   "  n    P ¥ Nitella#w()ÂìĂ¦!tüj"XÕđ#\ăÚ1ÈÆďÚ

.0-#Ćp1ó©0%tü#À.Ćp1ċ¢Ð"ù'//¨Ñ×$Ú¯/ā4LOF´"Zmtü#À.Ćp"ù'/h"0-#ßôÐÅ"¡

1e+00



ë  ā \  0 / (~ 1 U  Á à $ ā \ §

à 1 Ó  ) h " Ú  # Î ! / â ´ " À





1e−02







e -Velocity/4.8[micron/s] 






.Ą

Probability





m

   0 $ ¹

Î#ďÚâ!/Ćp¯1!




1e−04



Î








 




¨ü"üÐÎ

 
 


 
 

e –Velocity/3.0[micron/s] 















        
10

15

20

25

30

Velocity[micron/s]   -  # ± ® #!W1Ó{/  - " Ą  # r P  £ Č £   / 




5

Ĉ

pčÍāe"

1e−06. 1  /  * 10 35-30μm /s #   Ù }  r P  £ Č £ 

Small: r = 0.35 micron
Large: r = 0.6 micron



0

#¯!

  # Þ ª Ą  m  $ Ú  " a -  Ü

Velocity Distribution of Organelle < at 5 Degreesvå- Ą  m  1   (~ 1 u Ã )2O<O#ÿýâ



£ºą



- Ą   Ú  # Č b `

%9A

O39ÛØĄmÞ&/vå/ Ïï$]½ò¾0ÿýâØ"+£#@O;1Ó!

-ûú

Copyright (C) ソフトマター研究会 All Rights Reserved.