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[1] T. Murashima, K. Hagita, T. Kawakatsu, Nihon Reoroji Gakkaishi (2018) 46, 207;https://github.com/t-murash/LAMMPS-UEFEX[2] T. Murashima, K. Hagita, T. Kawakatsu, Macromolecules (2021) 54, 7210.
[3] T. Murashima, K. Hagita, T. Kawakatsu, Macromolecules (2022) in press;
arXiv.2208.00166

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G

0

GE
-10

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理論

0.4

溶媒中の
高分子一本鎖0.20

相互作用
自己回避ウォーク

k

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末端間距離 r =10

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-0.2
0

100

200

300

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0

0.5

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(1) T. Yashiki, T. Morita, Y. Sawae, T. Yamaguchi, Phys. Rev. Lett. 124, 238001 (2020).

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11/21 13:15-13:45＜招待講演＞
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(2) I. Cantat, S. Cohen-Addad, F. Elias et al.?, !19CÞV]3§¬"F/E
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(3) Y. Furuta, N. Oikawa and R. Kurita, Sci. Rep. 6, 37506 (2016).
(4) M. Tani and R. Kurita, Soft Matter 18 (2022), 2277.
(5) T. Tate Esq., The London, Edinburgh, and Dublin Philosophical Magazine and Journalof Science 27, 176 (1864).

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11/21 13:45-14:05
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11/21 14:05-14:25
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Rev. Lett., 122 114301

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11/21 14:40-15:00
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(1) G. P. Johari and M. Goldstein, J. Chem. Phys. 53, 2327 (1970).

(2) M. Saito, et al., Phys. Rev. Lett. 109, 1157705 (2012); Phys. Rev. E 105, L012605(2022).

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11/21 15:40-16:00
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[1] E. Sanz et al., 2014, Proc. Natl. Acad. Sci., 111, 75-80[2] T. Yanagishima, J. Russo, H. Tanaka, 201
17, Nat. Commun., 8, 15954[3] T. Yanagishima, J. Russo, H. Tanaka, 2021, Phys. Rev. Lett., 127, 215501

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11/21 16:15-16:35
Hyperuniformity near jamming transition over a wide range ofbidisppersity㸦Nagoya University㸧㸧Duc Dam T.

The jammed particles system is known to be hyperuniform, characterized by an anomalous
long-range suppression of fluctuations with the structure factor ܵሺ‫ݍ‬ሻ̱‫ݍ‬ఈ where ߙis a
positive hyperuniform exponent. For jamming systems, the value of ߙ has been
univocally believed to be equal to ͳ irrespective of dimensions. However, a recent study
casts doubt on this dimensionally independent characteristics and claims that ߙ ൎ ͲǤ͹ fortwo-dimensional jamming systems, a value that is noticeably smaller than 1 [1].
The goal of our study is twofold. Firstly, by generalizing the framework recently
introduced for three-dimensional monodisperse jammed systems [2], we aim to evaluate
the exponent ߙ for two-dimensional systems with unprecedented precisions and to
confirm the conclusion made by Matsuyama et al. [1]. Secondly, we evaluate the exponent
ߙ as the measure of degree of disordered hyperuniformity in the generated jammed
configurations of two-dimensional equimolar binary mixture with a wide range of size
disparity, spanning a wide range of ordering.
In their work, Rissone et al. introduced the jammed packings̓representation withrespect to contact points [2]. Despite its success in probing the large-scale fluctuations,
their method is applicable only to monodisperse systems. We generalize their theory ofcontact-based representation for binary systems in two dimensions with fictive particles
of well-tuned diameter locating at the contact points. As a result, the structure factor
measured in the new representation exhibits hyperuniformity with ܵሺ‫ݍ‬ሻ̱‫ݍ‬଴Ǥ଻ up to muchlarger length scale. More importantly, while we observe ߙ ൎ ͲǤ͹ only over an intermediate
range of size ratio in the original representation, ߙ robustly stays constant around thisvalue for all size ratio, except the singular point of monodisperse system, in the contactbased representation. Thus, not only our results conclusive affirm that ߙ is rather close
to 2/3 than to 1 for two-dimensional disordered jamming, consistent with the description
within mean-field theory, we also show that at the densities close enough to the jamming
transition criticality density, hyperuniform would prevail over an extremely wide range ofsize ratio, excluding only the monodisperse system as a singular point.
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[1] Matsuyama, Hiromichi, et al. "Geometrical properties of mechanically annealed
systems near the jamming transition." The European Physical Journal E 44.11 (2021): 111.
[2] Rissone, Paolo, Eric I. Corwin, and Giorgio Parisi. "Long-range anomalous decay of thecorrelation in jammed packings." Physical Review Letters 127.3 (2021): 038001.

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11/21 16:35-16:55
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slope ∼ 0.58
slope ∼ 0.75

γ0 = 10−4

10

−5

10−4

γ0 = 10−3

10−3

ω

10−2

G(γ0)/G(γ0 → 0)

G(ω)

10

(b)
−2

100

10−1

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10−7

10−6

10−5

γ0

10−4

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11/21 16:55-17:15
ジャミング系のマイクロレオロジーの理論的検討(東京大学総合文化研究科)

原雄介, 水野英如, 池田昌司

【はじめに】
マイクロレオロジーは、コロイド分散系やエマルジョンなどのソフトマターの力学特性を計測する技術の一つである。この技術では、測定対象に挿入したプローブ粒子に局所的な外力を加えた際の応答変位から、動的弾性率を測定する。巨視的な変形を与えるマクロレオロジーによる測定が適用できない環境でも、力学特性の評価が可能という点でマイクロレオロジーは有用である。
エマルジョンに代表される粒子の混み合い系 (ジャミング系) の力学特性の評価という観点では、これまで主として伝統的なマクロレオロジーが検討されており [1]、理論的にも臨界点近傍でのスケー
リング則などの理解が進んでいる [2]。一方で近年、細胞内などの特異なジャミング系において、マイクロレオロジーが適用され始めている。
しかし、マイクロレオロジーとマクロレオロジーが同じ結果を与えるかは、十分研究されていないのが現状である。特に、近年の理論的な研究により、ジャミング系では、巨視的な構成則がミクロスケールでは有効性を失うことが明らかになっている [3]。このことからも、両者の関係は極めて非自明であると考えた。そこで本研究では、ジャミング系における異なるレオロジー測定の関係性を、理論・数値的に研究した。
【結果と考察】まず、線形応答理論に基づいてマイクロレオロジーによる動的弾性率を定式化した。この定式化を、標準的なジャミング系のモデルである調和粒子系に適用し、様々な圧力における動的弾性率を求めた。その結果、マイクロレオロジーの動的弾性率は、マクロレオロジーの動的弾性率と同じスケーリ
ング則によく従うことを見出した。そして、このスケーリング則がジャミング系の特異的な緩和モードの存在により説明できることも発見した。発表では、この結果が巨視的な構成則のミクロスケール
での破れとどのように整合するかについても議論する。
104

104

102

Gmicro(1)(w)/P0.5

Gmacro(w)/P0.5

102

100

100

10-2

P=10-1
P=10-2
P=10-3
P=10-4
P=10-5
P=10-6
P=10-7

10-4

10-6

10-8
10-6

10-4

10-2

100

w/P

102

104

106

P=10-1
P=10-2
P=10-3
P=10-4
P=10-5
P=10-6
P=10-7

10-2

10-4

10-6

108

10-8

10-6

10-4

10-2

100

w/P

102

104

106

108

図 1: 圧力によりリスケーリングしたジャミング系の貯蔵弾性率と損失弾性率。マクロレオロジーによる結果 (左) とマイクロレオロジーによる結果 (右) は酷似している。
【参考文献】(1) A. J. Liu et al., Physical Review Letters 76 3017 (1996)(2) B. P. Tighe, Physical Review Letters 107 158303 (2011)(3) E. Lerner et al., Soft matter 10 5085 (2014)15

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11/21 17:15-17:35
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(1) ౛࠼ࡤ S. S. Manna and H. J. Herrmann. J. Phys. A: Math. Gen. 24.9 (1991).
(2) D. Shimamoto and M. Yanagisawa. preprint arXiv:2205.08111 (2022).
(3) Marty, G., and Olivier Dauchot. Phys. Rev. Lett. 94.1 (2005).

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11/22 9:15-9:35
カイラルアクティブ流体における Hyperuniformity と特異密度相関(名古屋大学）黒田裕太，松山洋道，川﨑猛史，宮崎州正【はじめに】

近年，アクティブマターと総称される非平衡系の研究が活発に行われている．特に，アクティブマターの流体的な状態は，アクティブ流体と呼ばれている．非平衡流体の特徴的な性質の一つに，長波長の揺らぎが増大するというものがある．例えば温度勾配下の流体では，長波長の密度揺らぎが増大することは古くから知られている[1]．このことは，平衡流体の揺らぎが臨界点を除いて短距離であることとは対照的である．アクティブ流体でも同様に長波長の揺らぎが発達することがある．アクティブ流体の文脈では粒子数揺らぎで議論することが多く，巨大粒子数揺らぎ(Giant Number Fluctuation: GNF)と呼ばれている[2]．
一方で，いくつかの非平衡系では，粒子配置の無秩序さにも関わらず，長波長の密度揺らぎが異常に抑制されるという，GNF とは全く逆の振る舞いを示すことがある．この現象はHyperuniformity と呼ばれており，振動剪断歪下のコロイド分散系やジャミング系などで多くの報告がある[3]．数年前に，アクティブ流体においても，構成要素がカイラルな運動を行う二次元カイラルアクティブ流体では，Hyperuniformity が生じることが数値シミュレーシ
ョンにより報告された[4]．その後，この系における Hyperuniformity の実験的な実現もなされた[5]．しかし，微視的な視点からの理論的な理解が欠けているのが現状である．

【結果】
我々は二次元カイラルアクティブ粒子の最も単純な微視的モデルから出発し，一様な流体状態で有効な揺らぐ流体方程式を構成することで，実際に一様相において Hyperuniformityが生じることを理論的に導くことに成功した．さらに，得られた理論的な表式と数値シミュ
レーションとの比較も行い，いくつかのパラメータでは定量的にも概ね一致することを確認した．本発表では，まずこの結果について報告する．また，三次元のカイラルアクティブ流体の解析も行ったところ，系の異方性を反映した特異的な密度相関が生じることを発見した
ので，この理論的な解析および数値シミュレーションによる実証結果も紹介する予定である．

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11/22 9:35-9:55
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(1) K. Yasuda and K. Ishimoto, arXiv:2206.08115 (2022).

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(1) A. E. Patteson et al., Scientific Reports, 5, 15761 (2015)(2) M. J. Lighthill, Commun. Pure Appl. Math., 5, 109 (1952)

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[1] K. Beppu, Z. Izri, T. Sato, Y. Yamanishi, Y. Sumino, Y.T. Maeda, Proc. Natl. Acad. Sci.
USA 118, e2107461118 (2021)

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[1] Ariga et al. Phys. Rev. Lett. 121, 218101 (2018)[2] Nishizawa et al. Sci. Adv. 3, e1700318 (2017)[3] Ariga et al. Phys. Rev. Lett., 127, 178101 (2021)

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[1] L. Berthier, J. Kurchan, Nature Physics, 9 310-314 (2013).

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1) K. Salaita, et al. Acc. Chem. Res. 50, 2915 (2017).
2) C. Creton, R. P. Sijbesma, et al. Chem. Soc. Rev. 50, 4100 (2021).
3) H. Yabu, S. Saito et al. Nature Commun. 13, 303 (2022).
4) T. Yamakado, S. Saito, J. Am. Chem. Soc. 144, 2804 (2022).

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[1] M. Warner and E. M. Terentjev, Liquid Crystal Elastomers (Oxford, 2003)[2] K. Takae and A. Onuki, Phys. Rev. E 89, 022308 (2014).
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11/23 9:45-10:05
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(1) T. Yada et al., Nat. Astron. 6, 214(2021).
(2) H. Katsuragi and J. Blum, Phys. Rev. Lett. 121, 208001 (2018).
(3) F. Pacheco Vazquez, T. Omura, and H. Katsuragi, Phys. Rev. Research 3, 013190 (2021).
(4) F. Okubo and H. Katsuragi, Astron. Astrophys. 664, A147 (2022).
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(1) N. Mitarai and F. Nori, Advances in Physics 55, 1 (2006).

(2) M. Scheel, R. Seemann, M. Brinkmann et al., Nature Materials 7, 189 (2008).
(3) M. Tani, H. Fujio, and R. Kurita, J. Phys. Soc. Jpn. 90, 033801 (2021).

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Fig. 1 (a) Chemical structures of transC3DIO (1) and cisC3DIO (2). (b) Polarized optical microscope imagesof 1/2 system with different diastereomeric ratio (dr = 100/0, 70/30 and 60/40). Wide- (c) and small-angle(d) X-ray diffraction profile (B: magnetic field).

¾$*[1] H. Nishikawa et al., Adv. Mater., 29, 1702354 (2017); [2] R. Mandle et al., Chem. Eur. J.
23, 14554 (2017); [3]; O. Francescangeli et al., PRE, 55, 481487 (1997); [4] Vita, F. et al. Soft Matter, 12,2309 (2016); [5] R. Mandle et al., Nat. Commun. 12, 4962 (2021).

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(1)
(2)
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(1)ศᯒ໬Ꮫ㸪2019, 68, 663, (2) J. Biosci. Bioeng.,2021,132,49, (3) J. Phys. Chem. B 2016, 120, 2790,(4) Biomacromolecules, 2017, 18, 1180, (5) Membranes 2022, 12(8), 770

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(1) Yohko F. Yano, et al, J. Phys. Chem. Lett. , 11, 6330 (2020)(2) KyuHan Kim, et al, Soft Matter, 7, 7782 (2011)35

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11/23 13:35-13:55
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