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、音波を使用して非常に小さな物体の位置と動きを操作するツールのセットです。 ^[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、単一ビームと定在波の2つのビーム構成が含まれます。この技術は、定在音場の特定の場所に物体を引き寄せる音圧ノード^{[2]の位置を制御することによって機能します。 [3]}対象物体は、使用する音の波長よりもかなり小さくする必要があり、この技術は通常、微小粒子を操作するために使用されます。^[要出典]

音波は生物に​​対して安全であることが証明されており、バイオメディカル用途に最適です。^[4]最近、音響ピンセットは、フローサイトメトリー、細胞分離、細胞トラッピング、単一細胞操作、ナノマテリアル操作など、ミリメートル未満の物体の操作に応用されています。^{[5] 1次元定}在波を使用して小さな粒子を操作することは、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。^[6]

定在 音場では、物体は音響放射力を受けて音場の特定の領域に移動します。^[2]密度や圧縮率などの物体の特性に応じて、音圧ノード（最小圧力領域）または圧力腹（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、これらのノードの位置を制御することで、音波を使用した物体の正確な移動が可能になります。音響ピンセットには、高価な機器や複雑な実験セットアップは必要ありません。^[要出典]

音響場内の粒子は、音波、流体、粒子間の相互作用から生じる力によって動かすことができます。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。

粒子が音波場に浮遊すると、音波の散乱によって生じた音響放射力が粒子に作用します。これは、1934 年に Louis King によって理想流体内の非圧縮性粒子に対して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の音響放射力を計算しました。^[8] Gorkov は、以前の研究を要約し、粒子のサイズが音の波長よりもはるかに小さい場合に、任意の音響場内の粒子に作用する平均力を決定するための式を提案しました。^[2]最近、Bruus 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 に示すように、小さな粒子に対する音響放射力は、粒子の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。これは、入射する音波と、音波が粒子を伝播する際の粒子表面での散乱によって引き起こされます。理想的な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 によって計算できます。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

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

定在波は安定した音響ポテンシャルエネルギー場を形成できるため、多くの音響ピンセットアプリケーションに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、
• ${\displaystyle {\mathit {\omega }}}$角速度は
• ${\displaystyle {\mathit {k}}}$波数です。

これらのフィールドを使用すると、時間平均項を取得できます。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、音響放射力は微分によって求められます。

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

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

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の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になります。 の値が正の場合、放射力は図2に示すように圧力の腹から圧力の節に向かい、粒子は圧力の節に押し出されます。 ${\displaystyle \sin({\mathit {2kx}})}$${\displaystyle \Phi }$

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、他の粒子によって散乱された波によって引き起こされる二次音響力も受ける。粒子間力はビャクネス力と呼ばれることもある。同一粒子間の粒子間力の簡略化された式は次の通りである：^{[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、正の符号は反発力です。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、粒子が波の伝播と一列になっている場合 (Θ=0°) は反発し、波の伝播と垂直になっている場合 (Θ=90°) は負になります。圧力依存項は粒子の向きの影響を受けず、常に引力となります。コントラスト係数が正の場合、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) に追いやられると、速度依存項は減少します。同様に、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) に追いやられると、圧力依存項は減少します。 ${\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ります）は、各粒子表面に追加の粘性せん断力を誘発し、その結果、完全に粘性のある定式化における二次音響力への追加的な寄与をもたらします。^[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でさえあり、非粘性理論によって予測されるものとは異なる定量的にも定性的にも結果をもたらします。^[13]粘性寄与の関連性は、調査対象の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は非常に弱く、粒子間の距離が非常に小さい場合にのみ効果があります。凝集および沈降の用途では、音響放射力によって粒子が最初にノードに集められるため、二次力は重要になります。粒子間の距離が小さくなると、二次力はクラスターが沈降を開始できるほど重くなるまで、さらなる凝集を助けます。

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。^{[さらなる説明が必要]}音響流は、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ます。^{[14] [15]エッカート流は、高振幅の音波が流体中を伝播して減衰するときに生成される時間平均運動量フラックスによって駆動されます。レイリー流は「境界駆動流」とも呼ばれ、}粘性境界層のレイノルズ応力によって強制されます。両方の駆動メカニズムは、時間平均非線形効果から生じます。

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、
• ${\displaystyle {\mathit {\mu }}}$流体の動粘性である。
• ${\displaystyle {\mathit {\beta }}}$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、ゼロ次状態では静止しており均質である。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、1次の項を集めることで1次方程式が得られる。 ${\displaystyle {p_{1}}=c_{f}^{2}{\rho _{1}}}$

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

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

同様に、2次方程式も次のように表すことができます。

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

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

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、次の結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ために使用される支配方程式と考えることができます。一般に、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くなります。音響流を表すために、通常、時間平均項が使用されます。 を使用すると、時間平均 2 次方程式を取得できます。 ${\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}$

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

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

純粋な一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、それらは純粋な正弦波であり、したがって平均は 0 であり、それを含む項はすべて打ち消されます。ただし、二次項は調和波ではないため、時間平均によって打ち消されません。^[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一次項は、二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、これらの一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、二次項は調和波ではないため、累積効果があり、小さいにもかかわらず、多くの振動サイクルにわたって加算され、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る可能性があります。

したがって、音響流を決定するには、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、通常は数値法が使用され、最も一般的な手法は有限要素法 (FEM) です。これは音響流現象のシミュレーションに使用できます。図 3 は、FEM によって計算された固体円柱の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と力の源によって駆動されます。ただし、音響流の駆動力はこれだけではありません。境界振動も、特に「境界駆動流」に寄与する場合があります。このような場合、境界条件も摂動アプローチによって処理し、それに応じて 2 次方程式に適用する必要があります。

音響場において重力と浮力とが釣り合っている浮遊粒子の運動は、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、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決まります。音響流の大きさは、入力のパワーと周波数、および流体媒体の特性によって異なります。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の範囲になります。振動振幅は 0.1 nm から 1 μm の範囲です。使用する流体が水であると仮定すると、音響流の推定大きさは 1 μm/s から 1 mm/s の範囲になります。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。

密度や圧縮強度が異なる細胞は、理論的には音響力で分離できます。音響ピンセットを使用して脂質粒子を赤血球から分離できることが示唆されています。^[18]これは、人工心肺でサポートされている心臓手術中の問題であり、現在の技術では不十分です。提案によると、チャネルを通過する血漿に適用された音響力により、赤血球は中央の圧力ノードに集まり、脂質粒子は側面の腹に集まります（図4を参照）。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出てきます。

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。一次音響放射力の方程式によれば、大きな粒子は小さな粒子よりも大きな力を受ける。Shiらは、インターデジタルトランスデューサ（IDT）を使用して、マイクロ流体チャネルの中央に圧力ノードを持つ定在表面音響波（SSAW）フィールドを生成し、異なる直径の微粒子を分離したと報告した。^[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、中央の出口で収集されます。小さな粒子は、側面の出口から収集されるまで、中央の出口に移動できません。この実験セットアップは、血液成分、細菌、およびハイドロゲル粒子の分離にも使用されています。^{[20] [21] [22]}

蛍光活性化細胞選別装置 (FACS) は、細胞を含む流体の流れを集中させ、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できます。スループットは高いですが、購入と維持に費用がかかり、構成が複雑でかさばります。また、高いせん断圧力、衝撃力、電磁力によって細胞生理機能に影響を及ぼし、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ありません^[要出典] 。また、音響ピンセットと光学/電気モジュールを統合して、より小型で安価な機械で同時に細胞分析と選別を行う進歩がありました。

音響ピンセットは、マイクロ流体における細胞/粒子の 3D 集束を実現するために開発されました。^[23]一対のインターデジタル トランスデューサ (IDT) が圧電基板上に堆積され、マイクロ流体チャネルが基板に接着され、2 つの IDT の間に配置されます。微粒子溶液は、圧力駆動フローによってマイクロ流体チャネルに注入されます。RF 信号が両方の IDT に適用されると、2 系列の表面音響波 (SAW) がマイクロチャネル内の粒子懸濁液溶液に向かって反対方向に伝播します。2 つの SAW の建設的干渉により、SSAW が形成されます。チャネル内で縦モードの漏れ波が生成され、粒子に対して横方向に作用する圧力変動が発生します。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、圧力ノードまたはアンチノードのいずれかに向かって押し出されます。チャネル幅が 1 つの圧力ノード (またはアンチノード) のみをカバーする場合、粒子はそのノードに集中します。

水平方向への集束に加えて、細胞/粒子は垂直方向にも集束することができる。^[24] SSAWがオンになると、ランダムに分布した粒子は垂直方向に一列に並んだ流れ（図10c）に集束される。3D粒子/細胞集束が可能な定在表面音響波（SSAW）ベースの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により、音響ピンセットは高スループットの単一細胞分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ている。

^{チャープ型}インターデジタルトランスデューサ^{[ 25] [26]の調整可能}性により、細胞を1回のステップで複数（例えば5つ）の出口チャネルに正確に分類することができます。これは、通常細胞を2つの出口チャネルにのみ分類する既存の分類方法のほとんどに比べて大きな利点です。

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た超音波定在波に捕捉されます。音響力により、細胞は挿入図に示すようにチャネルの中央にクラスターとして集中します。捕捉はトランスデューサー表面近くで発生するため、実際の捕捉位置は 3D 画像に示すように近距離場圧力分布によって決まります。細胞は局所圧力最小値の周囲にクラスターとして捕捉され、捕捉された細胞の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ます。

単一細胞の操作は、細胞の微小環境の制御や特定の対象細胞の分離など、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）を使用できる表面音響波（SAW）がバルク音響波（BAW）よりも好まれます。^[27] Dingらは、指定されたパス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。入力周波数を変え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C.エレガンも同様の方法で操作できることを示した。また、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IDTの使用に加えて、位相シフトベースの単一粒子/細胞操作も報告されている。^{[29] [30] [31]}

シッターズらは、音響を利用して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ができる。これは、小さなミクロスフェアを分子の片側に取り付け、もう片側を表面に取り付けることで実現される。定在音波でミクロスフェア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]

ポリマー分散液晶（PDLC）ディスプレイは、音響ピンセットを使用して不透明から透明に切り替えることができます。SAW駆動PDLC光シャッターは、硬化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）を圧電基板上に統合することで実証されています。^[33]

音響ピンセットは、調整可能なナノワイヤパターン形成のためのシンプル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ーによってSSAWが生成され、圧電基板上に周期的な交流（AC）電界が誘導され、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できます。SSAWフィールドの分布を制御することにより、金属ナノワイヤは平行アレイや垂直アレイを含むさまざま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、表面音響波の周波数を制御することで調整できます。^[34]

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]補完的な機能は、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ようにすることです。この目標を達成するには、音響トラップを空間的に局在させる必要があります。最初のアプローチは、高度に焦点を絞った音響ビームを使用することです。^[35]多数の対象粒子が音響場のノードに引き寄せられ、焦点から追い出されるため、このタイプの粒子をトラップするには、強力な焦点化と焦点での圧力振幅の最小化 (トラップを作成するために強度のリングで囲まれた) を組み合わせた特定の波構造が必要です。これらの特定の条件は、ゼロより大きい位相順序のベッセルビームによって満たされます。これは「音響渦」とも呼ばれます。この種の波構造では、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のアレイを使用して、2D ^[36]および 3D ^{[37] [38]}の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、ナノ秒スケールのパルス場を使用して局所的な音響定在波を生成することに依存しています。^[39]

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、波長は選択的に操作される物体のサイズと同程度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（前のセクションを参照）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に、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]または回折格子^{[45] [46]}を含む多くのホログラフィック方法が開発されている。しかし、これらの方法はすべて比較的低い周波数に限定されており、マイクロメートルの粒子、細胞、または微生物を個別に処理するには解像度が不十分である。一方、インターデ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]

• 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プリント

• 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ビデオ