Доклады Российской академии наук. Химия, науки о материалах , 2020, T. 491, № 1, стр. 59-63

Анализ исследований и разработок в области “мягкой материи” позволяет заключить, что изделия и технологии широкого спектра применений, основанные на использовании гелевых систем, станут одной из основ техносферы и быта уже в ближайшем будущем [1]. Это обусловливает необходимость фундаментальных исследований гелевых структур. Одним из важнейших направлений является изучение флуктуационной динамики (ФД) гелей, в том числе, полимерных гелей (ПГ).

Определяющей особенностью ПГ является наличие нескольких уровней пространственной организации, принципиально различающихся по масштабу, структуре и механике. Это обусловливает соответствующую иерархию флуктуационной динамики ПГ. В масштабе собственной структуры (∼0.5–20 мкм), ПГ представляет собой нерегулярную трехмерную сетку из полимерных нитей разной геометрии и разной степени связанности в точках пересечений. На микроскопическом (в этом масштабе) уровне ∼1–100 нм ФД ПГ обусловлена тепловым возбуждением колебаний индивидуальных нитей сетки, а также коллективных колебаний сетки, сходных с фононными модами в неупорядоченных твердых телах. Установлено, что микродинамика ПГ формально подобна динамике многокомпонентной системы броуновских частиц в вязкой жидкости [2–4]. При этом ряд особенностей микродинамики ПГ зависит от строения и от специфики силовых взаимодействий структурных элементов конкретного геля, что позволяет использовать ФД в целях диагностики [3, 5].

Естественно полагать, что на уровне собственной структуры геля соответствующая динамика отражает процессы перестроек и флуктуаций геометрии и структуры сетки. В отличие от микродинамики ПГ, указанная динамика изучена слабо, поскольку при изучении микродинамики обычно используется концепция “замороженных” неоднородностей концентрации, иными словами, трехмерной структуры геля [3, 5]. Такое приближение адекватно лишь для ограниченных интервалов времени. Их длительность зависит от специфики структуры и определяющих взаимодействий гелевой сетки, поэтому может сильно варьировать среди гелей разной природы.

Так, особый класс ПГ составляют биогели, типичными представителями которых являются гели фибрина (ФГ) [6]. Определяющей структурно-механической особенностью ФГ является гиперэластичность трехмерной фибриновой сетки: она обратимо выдерживает почти трехкратное удлинение [6]. Другой существенной особенностью биогелей являются, в ряде случаев, функционально обусловленные флуктуации структуры сетки во времени. Этого же можно ожидать и для гелей, разрабатываемых для практических применений, прежде всего, гелей с управляемой структурой.

Целью данной работы является изучение динамики медленных флуктуационных изменений гелевых структур на примере гелей полиакриламида (ПАА) и фибриногена. Для этого использован метод динамического рассеяния света (ДРС) [3, 7]. Метод ДРС дает уникальную возможность исследования динамики гелевой структуры на обоих уровнях – структурно соразмерном и микроскопическом – в рамках единого эксперимента.

Статическое и динамическое рассеяние света с длиной волны 633 нм в геле под углом 173° регистрировали прибором Malvern Zetasizer Nano S (Великобритания) с термостатированием при 25°С. Гели объемом 1 см³ приготавливали путем смешивания реактивов в измерительной кювете до помещения ее в прибор, и последующего инкубирования (1 ч при 37°С). Для получения необходимой концентрации ПАА геля 30% водный раствор смеси акриламид : метиленбисакриламид (29:1) разбавляли дистиллированной водой. Полимеризацию инициировали добавлением 10 мкл 10% раствора аммония персульфата (APS) и 1.5 мкл тетраметилэтилендиамина (TEMED). Фибриновые гели получали смешиванием 950 мкл раствора фибриногена (выделен согласно [8]) в 44 ммоль Hepes, 0.15 M NaCl, 5 ммоль CaCl₂, pH 7.4 с 50 мкл раствора тромбина 1 NIH/мкл. Образование геля проверяли наклонами кюветы.

Нормированные корреляционные функции (КФ) флуктуаций интенсивности рассеиваемого излучения g⁽²⁾(τ) регистрировали в диапазоне 0.5–4 × 10⁶ мкс времени задержки τ с помощью программы Zetasizer в форме [g⁽²⁾(τ) – 1] (рис. 1, 2). Одновременно регистрировались величины начальных амплитуд КФ в форме $\sigma _{I}^{2}$ = ${{g}^{{(2)}}}(0) - 1$ [3, 9], а также средней интенсивности ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}$ попадающего на приемник рассеиваемого излучения. Каждая КФ была, в разных экспериментах, средним от 3 до 17 последовательных измерений. Общая продолжительность регистрации изменений $\sigma _{I}^{2}$ и ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}$ доходила до 2.5 ч.

Рис. 1.

Наборы из десяти зависимостей [g⁽²⁾(τ) – 1], последовательно зарегистрированных с интервалом ∼3 мин для ПАА гелей с концентрациями (слева направо) 2 (а), 4 (б) и 8 (в) % w/v. На вставках – те же зависимости, нормированные на их первые значения.

Рис. 2.

1 – наборы из десяти зависимостей [g⁽²⁾(τ) – 1], последовательно зарегистрированных с интервалом ∼1.5 мин для ФГ с концентрациями 1 мг/мл (верхние графики) и 2 мг/мл (нижние графики). 2 – те же зависимости, нормированные на их первые значения.

На рис. 1 и рис. 2 для каждого геля приведен репрезентативный набор последовательно измеренных КФ, а также результаты нормирования этих КФ на величины $\sigma _{I}^{2}$. Большой разброс формы исходных КФ свидетельствует о протекающих в геле изменениях. Зависимость от концентрации, наиболее заметная для ПАА гелей (рис. 1) показывает, что само наличие, а также степень выраженности таких изменений зависят от крупномасштабной структуры геля. Однако графики нормированных КФ практически совпадают (рис. 1, 2). Поскольку форма КФ в области 0.1–10⁶ мкс определяется микродинамикой гелевой сетки [3–5, 9], это доказывает неизменность микродинамики в ходе крупномасштабных изменений структуры.

Для сопоставительного изучения обоих уровней динамики геля выполнена пролонгированная регистрация одновременно формы КФ ДРС и величины ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}$ для 256 точек с интервалом 34 с. Как показывает рис. 3, где приведены типичные данные, для ФГ 1 мг/мл и ПАА 8% w/v зарегистрированы медленные противофазные изменения величин ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}$ и $\sigma _{I}^{2}$ вокруг практически постоянных средних значений. В геле ФГ 1 мг/мл присутствуют и короткопериодные осцилляции (рис. 3). Качественно иная картина быстрых хаотических всплесков величин ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}$ и $\sigma _{I}^{2}$ характерна для ПАА геля меньшей концентрации – 2% w/v, однако и здесь заметна противофазность их изменений. Для всех гелей, согласно кросс-корреляционным функциям (рис. 4, пунктирные кривые), изменения ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}(t)$ и $\sigma _{I}^{2}(t)$ высоко коррелированы: на 87, 88 и ∼70%.

Рис. 3.

Зависимости от времени нормированной на максимальное значение величины ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}$ (сплошные толстые линии) и величины $\sigma _{I}^{2}$ (пунктирные линии) для (сверху вниз) ФГ 1 мг/мл и ПАА гелей 8 и 2% w/v. Сплошная тонкая кривая вверху – сумма двух первых гармоник частотного спектра $\sigma _{I}^{2}(t)$ для ФГ 1 мг/мл.

Рис. 4.

Автокорреляционные функции изменений $\sigma _{I}^{2}(t)$ (сплошные линии) и кросс-корреляционные функции изменений ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}(t)$и $\sigma _{I}^{2}(t)$ (пунктирные линии) для (сверху вниз) ФГ 1 мг/мл и ПАА гелей 8 и 2% w/v.

Для оценки характерных времен τ_eff наблюдаемых изменений рассчитаны нормированные на единицу автокорреляционные функции (АКФ) временных зависимостей ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}(t)$ и $\sigma _{I}^{2}(t)$ (рис. 4), а также их частотные спектры. Величину τ_eff можно оценить по наклону линейного участка АКФ (рис. 4) в масштабе (lgАКФ vs. τ), а также по формуле ${{\tau }_{{{\text{eff}}}}}$ = $\int {{\text{АКФ}}(\tau )d\tau } $. Для ФГ 1 мг/мл оценка τ_eff по наклону линейного участка составила 1 ч 40 мин для ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}(t)$ и $\sigma _{I}^{2}(t)$, а интегральная оценка дала 1 ч 2 мин для ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}(t)$ и 1 ч 10 мин для $\sigma _{I}^{2}(t)$. Оценка периодов основного изменения и быстрых осцилляций $\sigma _{I}^{2}(t)$ (рис. 3) путем Фурье-анализа составила, соответственно, 1 ч 1 мин и ∼10–12 мин. Для геля ПАА 8% w/v интегральные оценки τ_eff составили 1 ч 4 мин для ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}(t)$ и 1 ч 16 мин для $\sigma _{I}^{2}(t)$. Для геля ПАА 2% w/v оценка τ_eff по наклону линейного участка АКФ $\sigma _{I}^{2}(t)$ составила 1 ч 22 мин, а интегральные оценки составили 52 мин для ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}(t)$ и 1 ч 2 мин для $\sigma _{I}^{2}(t)$.

Зависимость $\sigma _{I}^{2}$ от общей интенсивности рассеянного излучения ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}$ при регистрации ДРС в гелях обусловлена их неоднородностью в масштабах длины волны света и рассеивающего объема в приборе ДРС. Величина ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}$ определяется вкладом статического рассеяния на крупных малоподвижных элементах структуры геля типа узлов полимерной сетки и иных неоднородностей распределения вещества [3, 5, 9]. Вклад в ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}$ от статического рассеяния ${{\left\langle {{{I}_{{{\text{dyn}}}}}} \right\rangle }_{T}}$ на мелких элементах структуры типа нитей сетки, быстрые движения которых регистрируются при ДРС и которые определяют величину $\sigma _{I}^{2}$, относительно мал. В приближении “замороженности” малоподвижных неоднородностей в геле [3, 9] была получена зависимость $\sigma _{I}^{2} = X(2 - X)$, где $X = {{\left\langle {{{I}_{{{\text{dyn}}}}}} \right\rangle }_{T}}\left\langle I \right\rangle _{T}^{{ - 1}}$. Противофазное изменение $\sigma _{I}^{2}(t)$ и ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}(t)$, зарегистрированное в наших экспериментах, подтверждает эту зависимость. Сам факт этих изменений показывает, что даже в неизменных внешних условиях приближение “замороженных” неоднородностей концентрации геля [3, 9] справедливо лишь для ограниченных промежутков времени, в данном случае, порядка нескольких минут. Длительность этих промежутков определяется динамикой структуры геля и соотношением размеров неоднородностей (в частности, ячейки полимерной сетки) с размерами рассеивающего объема прибора. Средний размер неоднородностей в ПАА гелях при концентрации акриламида ∼7–15% w/v оценивается в 100–200 нм [10, 11], а средний размер ячейки фибриновых гелей, аналогичных исследованным нами – в ∼500 нм [6, 12]. Рассеивающий объем в приборе Zetasizer Nano S, аппроксимируемый эллипсоидом ∼55 × 55 × × 570 мкм³, радикально превосходит эти размеры. Поэтому можно заключить, что флуктуации ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}$ и связанные с этим изменения $\sigma _{I}^{2}$ обусловлены изменениями размеров и расположения неоднородностей в больших объемах, т.е. отражают динамику структуры геля в целом.

Проведенные эксперименты являются первыми исследованиями многоуровневой динамики полимерных гелей как взаимосвязанной системы динамики структуры гелевой сетки и микродинамики элементов, образующих эту сетку. Установлена возможность длиннопериодных квазиравновесных флуктуаций структуры сетки с характерными временами в диапазоне ∼10–70 мин, в ходе которых микродинамика полимерных нитей сетки в масштабе времени 0.1–10⁶ мкс остается практически неизменной. Впервые непосредственно зарегистрировано противофазное изменение $\sigma _{I}^{2}(t)$ и ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}(t)$. Это является прямым подтверждением зависимости $\sigma _{I}^{2} = X(2 - X)$, одной из основных в широко используем приближении “замороженных” неоднородностей при изучении микродинамики гелей методом ДРС. Вместе с тем, полученные оценки τ_eff флуктуаций $\sigma _{I}^{2}(t)$ и ${{\left\langle I \right\rangle }_{T}}(t)$ указывают границы адекватности этого приближения.

БЛАГОДАРНОСТИ

Авторы признательны сотрудникам лаборатории реологии полимеров ИНХС РАН за методические консультации и плодотворные обсуждения.

ИСТОЧНИКИ ФИНАНСИРОВАНИЯ

Исследование выполнено в рамках бюджетного финансирования по государственному заданию (тема 0084-2014-0001).