電気泳動

電気泳動とは、空間的に均一な電場の影響下にある流体に対する帯電した 分散粒子または溶解した 帯電 分子の運動である。通常、これらは両性イオンである。^[1]

電気泳動は、研究室で高分子を電荷に基づいて分離するために使用されます。この技術では通常、陰極と呼ばれる負電荷が適用され、陰イオン性タンパク質分子は陽極と呼ばれる正電荷に向かって移動します。^[2]そのため、正に帯電した粒子または分子（陽イオン）の電気泳動はカタフォレシスと呼ばれることもあり、負に帯電した粒子または分子（陰イオン）の電気泳動はアナフォレシスと呼ばれることもあります。^{[3] [4] [5] [6] [7] [8] [9]}

電気泳動は、生化学や生物無機化学において、粒子、分子、イオンをサイズ、電荷、結合親和性によって分離する分析技術の基礎であり、電荷の一方向の流れを利用して、自由に、または支持媒体を介して分離する。 ^[10] DNA、RNA、タンパク質の分析に広く使用されている。^[11]

液体の「液滴電気泳動」は、液滴が持つ可動表面電荷や界面の非剛性などの特性により、従来の「粒子電気泳動」とは大きく異なります。また、両相の流体力と電気運動力学の相互作用がある液体-液体システムは、電気泳動運動の複雑さを増します。^[12]

浮遊粒子は表面電荷を持ち、表面に吸着した種によって強く影響され^[16] 、外部電場は静電 クーロン力を及ぼします。二重層理論によれば、流体内のすべての表面電荷は、表面電荷と同じ絶対電荷を持ちながら符号が反対のイオンの拡散層によって遮蔽されます。電場は拡散層内のイオンに対しても、表面電荷に作用する方向とは反対の方向の力を及ぼします。この後者の力は実際には粒子に適用されるのではなく、粒子表面からある程度離れた拡散層内のイオンに適用され、その一部は粘性 応力によって粒子表面まで伝達されます。この部分の力は電気泳動遅延力、または略して ERF とも呼ばれます。電場が適用され、分析対象の荷電粒子が拡散層を通って定常移動している場合、結果として生じる力の合計はゼロになります。

${\displaystyle F_{\text{tot}}=0=F_{\text{el}}+F_{\mathrm {f} }+F_{\text{ret}}}$

分散剤の粘性による移動粒子の抵抗を考慮すると、レイノルズ数が低く電界強度Eが中程度の場合には、分散粒子の漂流速度vは印加電界に比例し、電気泳動移動度μe_は次のように定義される。^[17]

${\displaystyle \mu _{e}={v \over E}.}$

最もよく知られ、広く使われている電気泳動の理論は、1903年にマリアン・スモルホフスキーによって開発された。^[18]

${\displaystyle \mu _{e}={\frac {\varepsilon _{r}\varepsilon _{0}\zeta }{\eta }}}$、

ここで、ε _rは分散媒の誘電率、ε ₀は自由空間の誘電率（C ²  N ⁻¹  m ⁻²）、ηは分散媒の動粘度（Pa s）、ζはゼータ電位（すなわち、二重層内の滑り面の電気動電位、単位はmVまたはV）である。

スモルホフスキー理論は、あらゆる形状の分散粒子に、あらゆる濃度で適用できるため、非常に強力です。ただし、有効性には制限があります。たとえば、デバイ長κ ⁻¹ (単位 m) は含まれません。ただし、図 2「電気泳動遅延の図解」からわかるように、デバイ長は電気泳動にとって重要です。二重層 (DL) の厚さが増すと、遅延力のポイントが粒子表面から遠ざかります。DL が厚くなるほど、遅延力は小さくなります。

詳細な理論分析により、スモルホフスキー理論は、粒子の半径aがデバイ長よりもはるかに大きい、十分に薄い DL に対してのみ有効であることが証明されました。

${\displaystyle a\kappa \gg 1}$。

この「薄い二重層」モデルは、電気泳動理論だけでなく、他の多くの電気運動理論にも大きな単純化をもたらします。このモデルは、デバイ長が通常わずか数ナノメートルであるほとんどの水性システムに有効です。このモデルは、イオン強度が水に近い 溶液中のナノコロイドに対してのみ有効です。

スモルホフスキー理論では表面伝導率の寄与も無視されます。これは現代理論では小さいドゥキン数の条件として表現されます。

${\displaystyle デュ\ll 1}$

電気泳動理論の有効範囲を拡大する取り組みの中で、デバイ長が粒子半径よりも大きい逆の漸近的なケースが検討されました。

${\displaystyle a\kappa <\!\,1}$。

この「厚い二重層」の条件下で、エーリッヒ・ヒュッケル^[19]は電気泳動移動度に関して次の関係を予測した。

${\displaystyle \mu _{e}={\frac {2\varepsilon _{r}\varepsilon _{0}\zeta }{3\eta }}}$。

このモデルは、デバイ長が通常の場合よりもはるかに大きい一部のナノ粒子や非極性流体 に役立ちます。

表面伝導性を組み込み、小さなドゥキン数の制限を排除する解析理論はいくつかあり、テオドール・オーバービーク^[20]とF.ブース^{[21]によって開拓されました。任意の}ゼータ電位、そして多くの場合任意のaκに有効な現代の厳密な理論は、主にドゥキン・セメニキン理論に由来しています。^[22]

薄い二重層極限では、これらの理論はリチャード・W・オブライエンとリー・R・ホワイトによって提供された問題の数値解を裏付けている。^[23]

より複雑なシナリオをモデル化する場合には、これらの単純化は不正確となり、電界を空間的にモデル化し、その大きさと方向を追跡する必要がある。この空間的に変化する電界をモデル化するには、ポアソン方程式を使用することができる。流体の流れへの影響はストークスの法則でモデル化することができ、^{[24]さまざまなイオンの輸送は}ネルンスト・プランク方程式を使用してモデル化することができる。この複合アプローチは、ポアソン・ネルンスト・プランク・ストークス方程式と呼ばれている。これは粒子の電気泳動に対して検証されている。^[25]

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• Jahn, GC; DW Hall; SG Zam (1986)。「蚊Culex salinariusとCulex tarsalis Coquillettにおける 2 種類のAmblyospora (Microspora: Amblyosporidae )のライフサイクルの比較」。J . Florida Anti-Mosquito Assoc . 57 : 24–27。
• Khattak, MN; RC Matthews (1993). 「パルスフィールドゲル電気泳動法で解析したマクロ制限酵素消化によって判定したボルデテラ属菌種の遺伝的関連性」Int. J. Syst. Bacteriol . 43 (4): 659– 64. doi : 10.1099/00207713-43-4-659 . PMID  8240949.
• Shim, J.; P. Dutta; CF Ivory (2007). 「2-D マイクロジオメトリにおける IEF のモデリングとシミュレーション」.電気泳動. 28 (4): 527– 586. doi :10.1002/elps.200600402. PMID  17253629. S2CID  23274096.
• ヴォートとヴォート (1990)。生化学。ジョン・ワイリー＆サンズ。^{[全文引用が必要]}

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