音響ピンセット

音響ピンセット（音響ピンセットとも呼ばれる）は、音波を使用して、直径 100ナノメートルから 10ミリメートルの非常に小さな物体の位置と動きを操作するツール セットです。この方法で浮上した物体の最大密度は 5.7 g/cm^3 です。物体を浮上させるのに使用される音は 20 kHz以上の範囲で、通常、ほとんどの消費者向けピンセットと浮上装置では 40 kHzが使用されます。

^[1]厳密に言えば、単一ビームベースの構成のみが音響ピンセットと呼ばれます。ただし、音響ピンセットの広い概念には、2つのビーム構成が含まれます。1つは単一の音ビーム、もう1つは定在波を作成するための音の反射器、もう1つは互いに直接向けられた2つの音ビームです。この技術は、音圧の節と腹の位置と距離を制御することで機能します。^{[2]これにより、物体が}音響放射圧のために平均圧力が低い節に引き寄せられますが、物体が波長の10%以下の場合は、ポンデロモーティブ力が音響放射に打ち勝ち、物体は腹に移動します。^[3]対象物体は、使用する音の波長よりもかなり小さくなければなりません。ただし、特定の状況が軽視されている場合は除きます。節間の距離と対象の物体に使用する波長を調整することで、使用波長よりもはるかに大きな物体を浮上させることができますが、これには慎重な計算と多くの試行錯誤が必要です。 1次元定在波を用いた微粒子操作は、1982年の研究論文「繊維懸濁液の超音波検査」で初めて報告されました。^[4]

音波は生物学的対象に対して安全であることが証明されており、生物医学的用途に最適です。 ^{[5]最近では、}フローサイトメトリー、細胞分離、細胞捕捉、単一細胞操作、ナノ材料操作など、ミリメートル未満の物体の操作に音響ピンセットが応用されています。 ^[6]

方法

音響ピンセットを使用して、これら 10 個の細胞を数百ミクロンのスケールで文字「A」と「T」のパターンに配置しました。

定在 音場において、物体は音響放射力を受け、音場の特定の領域に移動します。^[2]物体の密度や圧縮率などの特性に応じて、音圧の節（最小圧力領域）または圧力の腹（最大圧力領域）に移動するように誘導できます。^[3]その結果、これらの節の位置を制御することで、音波を用いた物体の正確な移動が可能になります。音響ピンセットは、高価な機器や複雑な実験装置を必要としません。^[要出典]

基礎理論

音場中の粒子は、音波、流体、粒子間の相互作用によって生じる力によって動かされます。これらの力（音響放射力、粒子間の二次場力、ストークス抗力など）は、音響ピンセット技術の基礎となる 音響泳動現象を生み出します。

音響放射力

粒子が音波場中に浮遊している場合、音波の散乱によって生じる音響放射力が粒子に作用します。この現象は、1934年にルイス・キングによって理想流体中の非圧縮性粒子を対象に初めてモデル化され、解析されました。^{[7]吉岡と川島は1955年に}平面波場における圧縮性粒子に作用する音響放射力を計算しました。^[8]ゴルコフは先行研究を要約し、粒子の大きさが音波の波長よりもはるかに小さい場合、任意の音響場において粒子に作用する平均的な力を決定するための式を提案しました。^[2]最近、ブルースはこの問題を再検討し、音響放射力の詳細な導出を行いました。^[9]

図 1：微粒子に対する音響放射力

図1に示すように、微小粒子に対する音響放射力は、粒子周囲の近接場領域における不均一な運動量フラックス から生じます。この運動量フラックスは、入射する音波と、音波が粒子表面を伝播する際の散乱によって生じます。理想流体中の音波の波長よりもはるかに小さい直径を持つ圧縮性球状粒子の場合、音響放射力は で計算できます。ここでは音響ポテンシャルエネルギーとも呼ばれる所定の量です。^{[2] [9]}音響ポテンシャルエネルギーは次のように表されます。 ${\displaystyle \mathbf {\mathit {F^{rad}}} =-\nabla {\mathit {U}}}$ ${\displaystyle \mathbf {\mathit {F^{rad}}} =-\nabla {\mathit {U}}}$ ${\displaystyle {\mathit {U}}}$

${\displaystyle U={V_{0}}({{\overline {p_{in}^{2}}} \over {2{\rho _{f}}c_{f}^{2}}}{f_{1}}-{{3{\rho _{f}}{\overline {v_{in}^{2}}}} \over 4}{f_{2}})}$

どこ

• ${\displaystyle {\mathit {V_{\mathit {0}}}}}$ 粒子の体積、
• ${\displaystyle {\mathit {p_{\mathit {in}}}}}$ 音圧は
• ${\displaystyle {\mathit {v_{\mathit {in}}}}}$ 音響粒子の速度であり、
• ${\displaystyle {\mathit {\rho }}_{\mathit {f}}}$ は流体の質量密度であり、
• ${\displaystyle {\mathit {c_{\mathit {f}}}}}$ 流体の音速である。
• ${\displaystyle {\overline {<*>}}}$ は時間平均項であり、${\displaystyle {1 \over T}\int \limits _{0}^{T}{(*)}dt}$

係数とは次の式で計算できる。 ${\displaystyle {\mathit {f_{\mathit {1}}}}}$ ${\displaystyle {\mathit {f_{\mathit {2}}}}}$ ${\displaystyle {f_{1}}=1-{{{\rho _{f}}c_{f}^{2}} \over {{\rho _{p}}c_{p}^{2}}}}$ ${\displaystyle {f_{2}}={{2({\rho _{p}}-{\rho _{f}})} \over {2{\rho _{p}}+{\rho _{f}}}}}$

どこ

• ${\displaystyle {\mathit {\rho }}_{\mathit {p}}}$ は粒子の質量密度であり、
• ${\displaystyle {\mathit {c}}_{\mathit {p}}}$ 粒子の音速です。

定在波における音響放射力

定在波は安定した音響ポテンシャルエネルギー場を形成するため、多くの音響ピンセット用途において望ましい、安定した音響放射力分布を作り出すことができます。1次元平面定在波の場合、音響場は次のように表されます。^[9]

${\displaystyle {A_{in}}(x,t)={{-P_{0}} \over {{\rho _{f}}\omega }}\sin(kx)\sin(\omega t)}$ 、

${\displaystyle {p_{in}}(x,t)={P_{0}}\cos(kx)\sin(\omega t)}$ 、

${\displaystyle {\textbf {v}}_{\textbf {in}}(x,t)={\frac {-P_{0}}{\rho _{f}c_{f}}}\sin(kx)\cos(\omega t)){\textbf {e}}_{\textbf {x}}}$ 、

どこ

• ${\displaystyle {\mathit {A_{\mathit {in}}}}}$ 音響粒子の変位であり、
• ${\displaystyle {\mathit {P_{\mathit {0}}}}}$ 音圧振幅、
• ${\displaystyle {\mathit {\omega }}}$ は角速度であり、
• ${\displaystyle {\mathit {k}}}$ 波数です。

これらのフィールドを用いて、時間平均項を得ることができます。これらは次のとおりです。

${\displaystyle {\overline {p_{in}^{2}}}={1 \over 2}P_{0}^{2}{\cos ^{2}}(kx)}$ 、

${\displaystyle {\overline {v_{in}^{2}}}={{P_{0}^{2}} \over {2\rho _{f}^{2}c_{f}^{2}}}{\sin ^{2}}(kx)}$ 、

したがって、音響の位置エネルギーは次のようになります。

${\displaystyle U={V_{0}}{{P_{0}^{2}} \over {4{\rho _{f}}c_{f}^{2}}}[{\cos ^{2}}(kx){f_{1}}-{3 \over 2}{\sin ^{2}}(kx){f_{2}}]}$ 、

次に、音響放射力を微分によって求めます。

${\displaystyle {F_{x}}^{rad}=-{\partial _{x}}U={V_{0}}k{E_{ac}}\sin(2kx)\Phi }$ 、

${\displaystyle {E_{ac}}={{P_{0}^{2}} \over {4{\rho _{f}}c_{f}^{2}}}}$ 、、​ ${\displaystyle \Phi ={f_{1}}+{3 \over 2}{f_{2}}={{5{\rho _{p}}-2{\rho _{f}}} \over {2{\rho _{p}}+{\rho _{f}}}}-{{{\rho _{f}}c_{f}^{2}} \over {{\rho _{p}}c_{p}^{2}}}}$

図2: 音圧波形に沿った圧力節（PN）と腹（AN）の位置

どこ

• ${\displaystyle {\mathit {E_{\mathit {ac}}}}}$ は音響エネルギー密度であり、
• ${\displaystyle \Phi }$ 音響泳動コントラスト係数です。

項は、放射力の周期が圧力周期の半分であることを示しています。また、コントラスト係数は、粒子と流体の特性に応じて正または負の値をとります。 の値が正の場合、図2に示すように、放射力は圧力腹から圧力節へと向かい、粒子は圧力節へと押し出されます。 ${\displaystyle \sin({\mathit {2kx}})}$ ${\displaystyle \Phi }$

二次音響力

懸濁液中の複数の粒子が定在波場にさらされると、音響放射力だけでなく、他の粒子による散乱波によって生じる二次的な音響力も作用します。粒子間力はビャクネス力と呼ばれることもあります。同一粒子間の粒子間力を表す簡略化された式は以下のとおりです。^{[10] [11]}

${\displaystyle {F_{B}}(x)=4\pi {a^{6}}[{{{{({\rho _{p}}-{\rho _{f}})}^{2}}(3{{\cos }^{2}}\theta -1)} \over {6{\rho _{f}}{d^{4}}}}{v_{in}}^{2}(x)-{{\omega ^{2}{\rho _{f}}} \over {9{d^{2}}}}{({1 \over {{\rho _{p}}c_{p}^{2}}}-{1 \over {{\rho _{f}}c_{f}^{2}}})^{2}}p_{in}^{2}(x)]}$

どこ

• ${\displaystyle {\mathit {a}}}$ 粒子の半径、
• ${\displaystyle {\mathit {d}}}$ 粒子間の距離であり、
• ${\displaystyle {\mathit {\theta }}}$ 粒子の中心線と入射音波の伝播方向との間の角度です。

力の符号は力の方向を表します。負の符号は引力、正の符号は斥力です。方程式の左側は音響粒子の速度振幅に依存し、右側は音響圧力振幅に依存します。速度依存項は、粒子が波の伝播と揃っている場合 (Θ=0°) 斥力となり、波の伝播と垂直な場合 (Θ=90°) は負になります。圧力依存項は粒子の向きに影響されず、常に引力となります。正のコントラスト係数の場合、気泡や脂質小胞の場合のように、粒子が速度の節 (圧力の腹) に追いやられるにつれて、速度依存項は減少します。同様に、圧力依存項は、水溶液中のほとんどの固体粒子のように、粒子が圧力の節 (速度の腹) に追いやられるにつれて減少します。 ${\displaystyle {\mathit {v}}_{\mathit {in}}({\mathit {x}})}$ ${\displaystyle {\mathit {p}}_{\mathit {in}}({\mathit {x}})}$

散乱に関連する二次音響力に加えて、各粒子の音響境界層によって生成されるさまざまな音響ストリーミング場の相互作用から生じる流れ場（マイクロストリーミングと呼ばれることもある）は、各粒子表面に追加の粘性せん断力を誘発する可能性があります。その結果、完全に粘性のある定式化において二次音響力に追加の寄与が生じます。^[12]二次音響力に対する粘性効果は、上で例示した完全流体定式化と比較すると重要になり、特定の限界ケースでは支配的になることさえあり、非粘性理論によって予測されるものよりも量的にも質的にも異なる結果をもたらします。^[13]粘性寄与の関連性は、調査されている特定のケースによって大きく異なるため、特定のシナリオに対して適切な二次音響力モデルを選択する際には細心の注意を払う必要があります。

二次力の影響は通常非常に弱く、粒子間の距離が非常に小さい場合にのみ効果を発揮します。凝集および沈降の応用において、粒子は音響放射力によって最初にノードに集まります。粒子間の距離が小さくなるにつれて、二次力はさらなる凝集を促し、クラスターが沈降を開始するのに十分な重さになるまで続きます。

音響ストリーミング

音響流は、音響場における振動の非線形成分によって生成される定常流である。^{[詳細な説明が必要]}音響流は、そのメカニズムに応じて、エッカート流とレイリー流の2つの一般的なタイプに分類できる。^{[14] [15]}エッカート流は、高振幅の音波が流体中を伝播・減衰する際に生じる時間平均運動量流束によって駆動される。レイリー流は「境界駆動流」とも呼ばれ、粘性境界層におけるレイノルズ応力によって強制される。どちらの駆動メカニズムも、時間平均非線形効果に由来する。

非線形音響流現象を解析するために摂動法が用いられる。^[16]この問題の支配方程式は質量保存則とナビエ・ストークス方程式である。

${\displaystyle \partial _{\mathit {t}}{\mathit {\rho }}=-\nabla \cdot ({\mathit {\rho }}{\textbf {v}})}$ 、

${\displaystyle {\mathit {\rho }}[\partial _{\mathit {t}}{\textbf {v}}+({\textbf {v}}\cdot \nabla ){\textbf {v}}]=-\nabla {\mathit {p}}+{\mathit {\mu }}\nabla ^{2}{\textbf {v}}+{\mathit {\beta }}{\mathit {\mu }}\nabla (\nabla \cdot {\textbf {v}}))}$

どこ

• ${\displaystyle {\mathit {\rho }}}$ 流体の密度である。
• ${\displaystyle {\textbf {v}}}$ 流体粒子の速度であり、
• ${\displaystyle {\mathit {p}}}$ プレッシャーは、
• ${\displaystyle {\mathit {\mu }}}$ 流体の動粘性であり、
• ${\displaystyle {\mathit {\beta }}}$ 粘度比です。

摂動級数は、、、と表すことができます。これらは、高次の項が低次の項よりもはるかに小さい、減少級数です。 ${\displaystyle p={p_{0}}+{p_{1}}+{p_{2}}}$ ${\displaystyle {\textbf {v}}={\textbf {0}}+{\textbf {v}}_{\textbf {1}}+{\textbf {v}}_{\textbf {2}}}$ ${\displaystyle {\mathit {\rho }}={\mathit {\rho }}_{0}+{\mathit {\rho }}_{1}+{\mathit {\rho }}_{2}}$

液体は零次状態では静止し均質である。摂動級数を質量保存則とナビエ・ストークス方程式に代入し、の関係を用いると、一次方程式は一次の項をまとめることで得られる。 ${\displaystyle {p_{1}}=c_{f}^{2}{\rho _{1}}}$

${\displaystyle \partial _{\mathit {t}}{\mathit {p}}_{1}=-{\mathit {\rho }}_{0}{\mathit {c}}_{\mathit {f}}^{2}\nabla \cdot {\textbf {v}}_{\textbf {1}}}$ 、

${\displaystyle {\mathit {\rho }}_{0}\partial _{\mathit {t}}{\textbf {v}}_{\textbf {1}}=-\nabla {\mathit {p}}_{1}+{\mathit {\mu }}\nabla ^{2}{\textbf {v}}_{\textbf {1}}+{\mathit {\beta }}{\mathit {\mu }}\nabla (\nabla \cdot {\textbf {v}}_{\textbf {1}})}$ 。

同様に、2次方程式も求められます。

${\displaystyle \partial _{\mathit {t}}{\mathit {\rho }}_{2}=-{\mathit {\rho }}_{0}\nabla \cdot {\textbf {v}}_{\textbf {2}}-\nabla \cdot ({\mathit {\rho }}_{1}{\textbf {v}}_{\textbf {1}})}$ 、

${\displaystyle {\mathit {\rho }}_{0}\partial _{\mathit {t}}{\textbf {v}}_{\textbf {2}}=-\nabla {\mathit {p}}_{2}+{\mathit {\mu }}\nabla ^{2}{\textbf {v}}_{\textbf {2}}+{\mathit {\beta }}{\mathit {\mu }}\nabla (\nabla \cdot {\textbf {v}}_{\textbf {2}})-{\mathit {\rho }}_{1}\partial _{t}{\textbf {v}}_{\textbf {1}}-{\mathit {\rho }}_{0}({\textbf {v}}_{\textbf {1}}\cdot \nabla ){\textbf {v}}_{\textbf {1}}}$ 。

一次方程式については、ナビエ・ストークス方程式の時間微分を取り、質量保存則を挿入すると、次の複合方程式が得られます。

${\displaystyle {1 \over {c_{f}^{2}}}\partial _{t}^{2}{p_{1}}=[1-{{(1-\beta )\mu } \over {{\rho _{0}}c_{f}^{2}}}{\partial _{t}}]{\nabla ^{2}}{p_{1}}}$ 。

これは粘性減衰を伴う音波方程式です。物理的には、音圧と音響粒子の速度として解釈できます。 ${\displaystyle {\mathit {p}}_{1}}$ ${\displaystyle {\textbf {v}}_{\textbf {1}}}$

2次方程式は、質量源と力源を持つ流体の運動を記述する支配方程式と考えることができる。一般的に、音響流は定常平均流であり、応答時間スケールは音響振動のそれよりもはるかに小さい。音響流を表現するために、通常、時間平均項が用いられる。 を用いることで、時間平均2次方程式が得られる。 ${\displaystyle [-\nabla \cdot ({\mathit {\rho }}_{1}{\textbf {v}}_{\textbf {1}}))]}$ ${\displaystyle [-\rho _{1}\partial _{t}{\textbf {v}}_{\textbf {1}}-\rho _{0}({\textbf {v}}_{\textbf {1}}\cdot \nabla ){\textbf {v}}_{\textbf {1}}]}$ ${\displaystyle {\overline {{\textbf {v}}_{\textbf {2}}}}}$ ${\displaystyle {\overline {\partial _{\mathit {t}}{\mathit {\rho }}_{2}}}=0}$

${\displaystyle {\mathit {\rho }}_{0}\nabla \cdot {\overline {{\textbf {v}}_{\textbf {2}}}}=-\nabla \cdot {\overline {({\mathit {\rho }}_{1}{\textbf {v}}_{\textbf {1}})}}}$ 、

${\displaystyle {\mathit {\mu }}\nabla ^{2}{\overline {{\textbf {v}}_{\textbf {2}}}}+{\mathit {\beta }}{\mathit {\mu }}\nabla (\nabla \cdot {\overline {{\textbf {v}}_{\textbf {2}}}})-{\overline {\nabla {\mathit {p}}_{2}}}={\overline {{\mathit {\rho }}_{1}\partial _{\mathit {t}}{\textbf {v}}_{\textbf {1}}}}-{\mathit {\rho }}_{0}{\overline {({\textbf {v}}_{\textbf {1}}\cdot \nabla ){\textbf {v}}_{\textbf {1}}}}}$ 。

図3: 円筒柱の周りの音響流の断面

純粋な1次項は定義上調和波であるため、時間平均すると打ち消されることに注意することが重要です。つまり、純粋な1次項は純粋な正弦波であり、平均が0であるため、それらを含む項はすべて打ち消されます。ただし、2次項は調和ではないため、時間平均では打ち消されません。^[17]これは、音響流を理解する上で最も重要です。単純な振動運動に関連する1次項は、2次項よりもはるかに大きな値を持ち、したがって振動の時間スケールで支配的です。ただし、これらの1次項は純粋な正弦波であり、準定常状態であるため、各振動サイクルの後に繰り返され、正味の流体の流れは生成されません。一方、2次項は調和ではないため、累積効果を持つ可能性があり、小さいにもかかわらず、多くの振動サイクルにわたって追加され、音響流として識別される正味の定常流れの発生につながります。

したがって、音響流を決定する上で、2次方程式が最も重要です。ナビエ・ストークス方程式は単純なケースでのみ解析的に解くことができるため、通常は数値解析手法が用いられ、その中でも有限要素法（FEM）が最も一般的な手法です。FEMは音響流現象のシミュレーションに利用できます。図3は、FEMによって計算された円柱周りの音響流の一例です。

前述のように、音響流は音響減衰に起因する質量源と力源によって駆動されます。しかし、これらが音響流の駆動力の唯一の要因ではありません。境界振動も、特に「境界駆動流」に寄与することがあります。このような場合、境界条件も摂動法を用いて処理し、2次方程式に適切に適用する必要があります。

粒子の運動

音響場において、重力と浮力とが釣り合っている懸濁粒子の運動は、音響放射力とストークス抗力という2つの力によって決まります。ニュートンの法則を適用すると、この運動は次のように記述できます。

${\displaystyle {\mathit {m}}{\frac {d{\textit {u}}}{\mathit {dt}}}={\textit {F}}^{\textit {rad}}+{\textit {F}}^{\textit {drag}}}$ 、

${\displaystyle {\textit {F}}^{\textit {drag}}=6\pi {\mathit {a}}{\mathit {\mu }}({\textit {v}}-{\textit {u}})}$ 。

どこ

• ${\displaystyle {\textit {v}}}$ 流体の速度、
• ${\displaystyle {\textit {u}}}$ 粒子の速度です。

静的流れのアプリケーションでは、流体速度は音響流によって生じます。音響流の強度は、入力の電力と周波数、および流体媒体の特性に依存します。一般的な音響ベースのマイクロデバイスでは、動作周波数はkHzからMHzの範囲です。振動振幅は0.1 nmから1 μmの範囲です。流体として水を使用すると、音響流の強度は1 μm/sから1 mm/sの範囲と推定されます。したがって、ほとんどの連続流アプリケーションでは、音響流は主流よりも小さくなります。これらのアプリケーションでは、抗力は主に主流によって発生します。

アプリケーション

細胞分離

密度や圧縮強度の異なる細胞は、理論的には音響力で分離できます。音響ピンセットを用いて脂質粒子を赤血球から分離できる可能性が示唆されています。^[18]これは人工心肺装置を用いた心臓手術における問題であり、現在の技術では解決が困難です。提案によれば、チャネルを通過する血漿に音響力を加えると、赤血球は中央の圧力節に集まり、脂質粒子は両側の腹に集まります（図4参照）。チャネルの端では、分離された細胞と粒子は別々の出口から排出されます。

音響法は、異なるサイズの粒子を分離するためにも使用できる可能性があります。一次音響放射力の式によれば、大きな粒子は小さな粒子よりも大きな力を受けます。Shiらは、インターデジタルトランスデューサ（IDT）を用いて、マイクロ流体チャネルの中央に圧力ノードを有する定在表面音響波（SSAW）場を発生させ、異なる直径の微粒子を分離したことを報告しました。^[19]チャネルの端から異なるサイズの粒子の混合物を導入すると、大きな粒子は中央に向かってより速く移動し、中央の出口に集められます。小さな粒子は、側面の出口から集められる前に中央の出口に移動することはできません。この実験装置は、血液成分、細菌、ハイドロゲル粒子の分離にも使用されています。^{[20] [21] [22]}

3D細胞フォーカス

蛍光活性化セルソーター（FACS）は、細胞を含む流体の流れを集束させ、個々の細胞からの蛍光を検出し、目的の細胞を他の細胞から分離することで細胞を選別します。スループットは高いものの、購入と維持に費用がかかり、構成が複雑で大型です。また、高いせん断圧、衝撃力、電磁力によって細胞生理機能に影響を与え、細胞や遺伝子に損傷を与える可能性があります。音響力は細胞にとって危険ではなく^[要出典]、音響ピンセットと光学/電気モジュールを統合することで、より小型で安価な装置に細胞分析と選別を同時に行う技術開発が進められています。

マイクロ流体デバイスにおける細胞／粒子の3次元集束を実現するために、音響ピンセットが開発されている^[23] 。圧電基板上に一対のインターデジタルトランスデューサ（IDT）が堆積され、マイクロ流体チャネルが基板に接合され、2つのIDTの間に配置される。微粒子溶液は圧力駆動流によってマイクロ流体チャネルに注入される。両方のIDTにRF信号が印加されると、2系列の表面弾性波（SAW）がマイクロチャネル内の微粒子懸濁液に向かって反対方向に伝播する。2つのSAWの建設的干渉により、SSAWが形成される。チャネル内に縦モードの漏れ波が発生し、粒子に対して横方向に作用する圧力変動を引き起こす。その結果、チャネル内の懸濁粒子は、粒子と媒体の密度と圧縮率に応じて、圧力節点または腹点に向かって押し出される。チャネル幅が1つの圧力節点（または腹点）のみを覆う場合、粒子はその節点に集束される。

細胞／粒子は水平方向だけでなく、垂直方向にも集束させることができます。^[24] SSAWを作動させると、ランダムに分布した粒子は垂直方向に一列に並ぶ流れ（図10c）に集束されます。定在表面音響波（SSAW）をベースとした3D粒子／細胞集束が可能なマイクロデバイスとレーザー誘起蛍光（LIF）検出システムを統合することで、音響ピンセットは高スループット単一細胞解析のためのマイクロフローサイトメーターとして開発されます。

^チャープ型インターデジタルトランスデューサ^{[ 25] [26]}の持つ調整可能性により、^細胞を1ステップで複数（例えば5つ）の出口チャネルに正確に分別することが可能になります。これは、通常2つの出口チャネルにしか細胞を分別しない既存の多くの分別方法に比べて大きな利点です。

非侵襲的な細胞捕捉とパターン形成

エッチングされた流体チャネルを備えたガラス反射板が、トランスデューサーを保持するPCBに固定されています。チップに注入された細胞は、チャネル内に形成される超音波定在波に捕捉されます。音響力によって細胞はチャネル中央にクラスター状に集束し、挿入図に示されています。捕捉はトランスデューサー表面近くで行われるため、実際の捕捉位置は3D画像に示すように近傍場圧力分布によって決まります。細胞は局所的な圧力最小値付近にクラスター状に捕捉され、捕捉された細胞数に応じて異なるパターンを形成します。グラフのピークは圧力最小値に対応しています。

単一細胞、粒子、または生物の操作

図4：単一細胞操作の痕跡

単一細胞の操作は、細胞微小環境の制御や特定の対象細胞の単離など、多くの生物学研究にとって重要です。音響ピンセットは、マイクロメートルレベルの解像度で個々の細胞を操作できることが実証されています。細胞の直径は通常10～20μmです。単一細胞を操作するための解像度要件を満たすには、短波長の音波を使用する必要があります。この場合、より短い波長の音波（通常200μm未満）を使用できる表面弾性波（SAW）の方がバルク弾性波（BAW）よりも好まれます。^[27] Dingらは、規定の経路で単一細胞を操作できるSSAWマイクロデバイスを報告しました。^{[28]図6は、単一細胞の動きが音響ピンセットで細かく制御できることを実証した記​​録です。デバイスの動作原理は、SSAWフィールド内の圧力ノードの制御された動きにあります。Ding}らは、 SSAWフィールド内の圧力ノードの制御された動きを制御入力周波数を変化させることで圧力ノードの位置を調整できるSSAWを生成できるチャープ型インターデジタルトランスデューサ（IDT）を採用した。また、ミリメートルサイズの微生物であるC. eleganを同様の方法で操作できることを示した。さらに、音響処理後の細胞代謝と増殖を調べたところ、対照群と比較して有意差は見られず、音響ベースの操作が非侵襲的であることが示された。チャープ型IDTの使用に加えて、位相シフトに基づく単一粒子／細胞操作も報告されている。^{[29] [30] [31]}

単一生体分子の操作

Sittersらは、音響を用いてDNAやタンパク質などの単一生体分子を操作できることを示した。発明者らが音響力分光法と呼ぶこの方法は、単一分子の力の応答を測定することを可能にする。これは、分子の片側に小さな微小球を付着させ、もう片側にそれを表面に付着させることで実現される。定在音波によって微小球を表面から押し出すことで、分子は効果的に引き伸ばされる。^[32]

有機ナノ材料の操作

ポリマー分散液晶（PDLC）ディスプレイは、音響ピンセットを用いて不透明から透明に切り替えることができます。硬化したPDLCフィルムと一対のインターデジタルトランスデューサ（IDT）を圧電基板上に集積することで、SAW駆動のPDLC光シャッターが実証されています。^[33]

無機ナノ材料の操作

音響ピンセットは、調整可能なナノワイヤパターニングのための簡便なアプローチを提供します。このアプローチでは、インターデジタルトランスデューサによってSSAWが生成され、圧電基板上に周期的な交流（AC）電界が誘起され、その結果、懸濁液中の金属ナノワイヤがパターン化されます。パターンは、液体が蒸発した後に基板上に堆積されます。SSAW電界の分布を制御することで、金属ナノワイヤは平行配列や垂直配列など、様々なパターンに組み立てられます。ナノワイヤアレイの間隔は、表面弾性波の周波数を制御することで調整できます。^[34]

選択的操作

ほとんどの音響ピンセットは多数の物体をまとめて操作できますが^[27]、補完的な機能として、隣接する物体を動かさずにクラスター内の単一の粒子を操作できるというものがあります。この目的を達成するには、音響トラップを空間的に局所化する必要があります。最初のアプローチは、高度に集束された音響ビームを用いることです^[35] 。多くの対象粒子は音響場の節点に引き寄せられ、焦点から押し出されるため、この種の粒子をトラップするには、強い集束と焦点における圧力振幅の最小化（トラップを形成する強度のリングで囲まれた部分）を両立する特定の波構造が必要です。これらの特定の条件は、位相秩序がゼロより大きいベッセルビーム、いわゆる「音響渦」によって満たされます。この種の波構造を用いることで、プログラム可能な電子機器によって駆動されるトランスデューサーアレイを用いて、2次元^[36]および3次元^{[37] [38]における}粒子の選択的操作が実証されています。

あるいは、音響エネルギーを局在化するための別のアプローチは、局所的な音響定在波を生成するためにナノ秒スケールのパルス場を使用することに依存しています。^[39]

高周波ピンセットとホログラフィックインターデジタルトランスデューサ（IDT）

微小物体を個別に選択的に操作するには、必要な空間分解能（通常、選択的に操作される物体のサイズと波長が同等でなければならない）に達するのに十分な高周波数で、音響渦（前節参照）などの複雑な音響場を合成する必要がある。複雑な波動場を合成するためのホログラフィック手法は数多く開発されており、トランスデューサーアレイ^{[40] [41] [36] [42 ] [38]} 3Dプリントホログラム^[43]メタマテリアル^[44]回折格子^{[45] [46]}な​​どがある。しかしながら、これらの手法はすべて比較的低い周波数に限定されており、マイクロメートル単位の粒子、細胞、微生物を個別に処理するには分解能が不十分である。一方、インターディジタルトランスデューサー（IDT）は、GHz周波数までの音響波動場を合成する信頼性の高い技術として知られていた。^[47]

参照

• 音響浮遊
• 音響コントラスト係数
• ホログラフィックダイレクトサウンド印刷

参考文献

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外部リンク

• 高速音響ピンセット -音響ピンセットの仕組みを説明するYouTube動画