電気音響現象

電気音響現象は、超音波がイオンを含む流体を伝わるときに発生します。イオンは電荷を持っているため、関連する粒子の運動によって電気信号が生成されます。超音波と電界のこの結合は、電気音響現象と呼ばれます。流体は単純なニュートン液体の場合もあれば、複雑な不均一分散液、エマルジョン、多孔質体である場合もあります。流体の性質に応じて、いくつかの異なる電気音響効果があります。^{[1] [2]}

• イオン振動電流(IVI) と電位。音波が均質な流体を伝播するときに発生する電気信号です。
• 流動振動電流(SVI) と電位。多孔質体内の細孔に液体が満たされた状態で音波が伝播するときに発生する電気信号です。
• コロイド振動電流(CVI) と電位。分散液やエマルジョンなどの不均質流体を超音波が伝播するときに発生する電気信号です。
• 電気音波振幅(ESA) は CVI 効果の逆で、電場が不均質な流体を伝播するときに音響場が発生します。

歴史的に、IVIは最初に知られた電気音響効果であり、1933年にデバイによって予測されました。^[3]

振動流動電流は、1948 年にウィリアムズによって実験的に観察されました。^[4]理論モデルは、約 30 年後にドゥキンらによって開発されました。^[5]この効果は、多孔質体の表面の電気的特性を特徴付ける別の可能性を開きます。音が斜めの角度で反射されたとき、同様の効果が非多孔質表面で観察されます。入射波と反射波が重なり合って、界面の平面で振動流体運動を引き起こし、それによって音波の周波数で交流流動電流が生成されます。^[6]

電気二重層は、圧縮可能な誘電体を充填した平行板コンデンサーのように動作すると見なすことができます。音波が局所的な圧力変化を引き起こすと、プレートの間隔が励起周波数で変化し、界面に垂直な交流変位電流が発生します。実用上の理由から、これは導電性表面で最も簡単に観察されます。^[7]そのため、導電性電解質に浸した電極をマイクロフォンとして使用したり、逆に効果を適用すればスピーカーとして使用したりできます。^[8]

コロイド振動電位は、分散液に超音波を当てた場合に、分散液中に配置された2つの同一の緩和電極間に発生する交流電位差を測定する。音波が周囲の媒体とは密度が異なる粒子のコロイド懸濁液を通過すると、懸濁液の振動によって誘発される慣性力によって、液体に対する荷電粒子の運動が生じ、交流起電力が生じる。この起電力の現れは、懸濁液のインピーダンスと測定機器のインピーダンスの関係に応じて、コロイド振動電位またはコロイド振動電流として測定される。^[9]

コロイドの振動電位と電流は、1938年にハーマンズによって最初に報告され、その後ラトガースによって独立して報告されました。これは、さまざまな分散液やエマルジョンのζ電位を特徴付けるために広く使用されています。その効果、理論、実験的検証、およびさまざまな用途については、ドゥキンとゲッツの著書で説明されています。^[2]

電気音響振幅は、1980年代初頭にキャノンと共著者によって実験的に発見されました。^[10]また、分散液やエマルジョンのζ電位の特性評価にも広く使用されています。この効果理論、実験的検証、および複数のアプリケーションのレビューがハンターによって出版されています。^[11]

CVIとESAの理論に関しては、オブライエン^[12]による重要な観察があり、彼はこれらの測定パラメータを動的電気泳動移動度μdと_関連付けました。

${\displaystyle \ CVI(ESA)=A\phi \mu _{d}{\frac {\rho _{p}-\rho _{m}}{\rho _{m}}}$

どこ

A は周波数に依存しますが、粒子の特性には依存しない校正定数です。

ρ _pは粒子密度、

ρ _m流体の密度、

φは分散相の体積分率であり、

動的電気泳動移動度は、電気泳動理論に現れる電気泳動移動度に似ています。低周波数および/または十分に小さい粒子の場合、それらは同一です。

動的電気泳動移動度にはいくつかの理論があります。その概要は文献 5 に記載されています。そのうちの 2 つが最も重要です。

最初のものはスモルコフスキー限界に対応します。これは、CVI 周波数依存性が無視できるほど十分に小さい粒子の場合、CVI の次の簡単な式を生成します。

${\displaystyle \ CVI(ESA)=A\phi {\frac {\varepsilon _{0}\varepsilon _{m}\zeta \mathrm {K} _{s}}{\eta \mathrm {K} _{m}}}{\frac {\rho _{p}-\rho _{s}}{\rho _{s}}}}$

どこ：

ε _{0 は}真空誘電率であり、

ε _mは流体誘電率、

ζは電気運動電位である

ηは流体の動粘性であり、

K _{s は}システムの導電率であり、

K _mは流体の導電率であり、

ρ _{s は}システムの密度です。

この非常に単純な式は、電気泳動のスモルホフスキー式と同様に広範囲に適用できます。粒子の形状や濃度には依存しません。

この式の有効性は、次の 2 つの要件によって制限されます。

まず、デバイ長が粒子の半径 a よりもはるかに小さい 場合、薄い二重層に対してのみ有効です。

${\displaystyle {\kappa }a>>1}$

第二に、表面伝導率の寄与を無視します。これはDukhin数が小さいことを前提としています。

${\displaystyle Du<<1}$

薄い二重層の制限により、このスモルホフスキー型理論の適用範囲は、十分に大きな粒子とそれほど低くないイオン強度を持つ水性システムに限定されます。この理論は、イオン強度が低いタンパク質やポリマーなどのナノコロイドには適していません。低極性または非極性の流体には有効ではありません。

もう一つの極端な例である厚い二重層に適用できる理論があります。

${\displaystyle {\kappa }a<1}$

この理論は、厚い二重層を持つ濃縮システムで必然的に発生する二重層の重なりを考慮に入れています。これにより、重なり合った拡散粒子層が粒子間の空間全体を覆う、いわゆる「準均質」アプローチを導入できます。この極端なケースでは、理論は大幅に簡素化されます。これは、Shilov らによって示されています。^[13]彼らの導出では、表面電荷密度 σ は、このようなシステムでの電気音響現象を特徴付けるための ζ 電位よりも優れたパラメーターであると予測されています。小さな粒子に対して簡素化された CVI の式は次のとおりです。

${\displaystyle \ CVI=A{\frac {2{\sigma }a}{3\eta }}{\frac {\phi }{1-\phi }}{\frac {\rho _{p}-\rho _{s}}{\rho _{s}}}}$

• 界面とコロイド科学