СПОСОБ РАЗДЕЛЕНИЯ ИОНОВ ОРГАНИЧЕСКИХ И БИООРГАНИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЙ ПО ПРИРАЩЕНИЮ ИОННОЙ ПОДВИЖНОСТИ И ТРАНСПОРТИРОВКИ ЭТИХ ИОНОВ ВНУТРЬ СВЕРХЗВУКОВОГО ГАЗОВОГО ПОТОКА
METHOD OF SEPARATING IONS OF ORGANIC AND BIOORGANIC COMPOUNDS BASED ON ION MOBILITY INCREMENT AND TRANSPORTATION OF SAID IONS INSIDE SUPERSONIC GAS STREAM

ОБЛАСТЬ ТЕХНИКИ, К КОТОРОЙ ОТНОСИТСЯ ИЗОБРЕТЕНИЕ
Изобретение относится к спектрометрии ионной подвижности в газах и масс-спектрометрии. В частности, ниже описан метод предварительного разделения ионов, поступающих из внешнего источника, работающего при атмосферном давлении, и фокусировки этих ионов для последующей транспортировки в масс-анализатор. Разделение происходит в переменном, несимметричном, неоднородном электрическом поле по приращению подвижности ионов, дрейфующих в газовом потоке при давлении, существенно меньшем атмосферного. В конце промежутка дрейфа ионов происходит разделение газового потока, большая часть которого скачивается форвакумным насосом. Малая часть потока поступает внутрь капилляра, формирующего сверхзвуковой поток газодинамического интерфейса масс-спектрометра. Ионы транспортируются внутрь того же капилляра под совместным действием электрического поля и газового потока.
Предлагающиеся подходы и методы полезны для качественного и/или количественного химического и биологического анализа.
УРОВЕНЬ ТЕХНИКИ
Открытие более 20 лет назад в Советском Союзе явления разделения и фокусировки ионов при атмосферном давлении в переменных, несимметричных и неоднородных электрических полях [1, 2] является одним из важнейших за последнее время в физике газофазных ионов или, если говорить более традиционно, в масс-спектрометрии и в примыкающих к ней областях, связанных с манипулированием ионами. Если управление ионами в вакууме и при относительно небольших плотностях газа стало уже привычным и рутинным достаточно давно, то общепринятым было мнение, что при давлениях, близких к атмосферному, электрическая фокусировка и транспортировка ионов являются принципиально неэффективными. Движение ионов происходит по закону подвижности, т.е. вдоль силовых линий поля, а поскольку силовые линии кончаются на электродах, то на этих электродах и должны в основном гибнуть ионы. Только диффузия и газовый поток позволяли ввести относительно малую часть ионов в область сравнительно малых давлений и затем транспортировать в масс-спектрометр.
Изобретение спектрометра приращения ионной подвижности (СПИП) [3-5], особенно в случае неплоской геометрии управляющих электродов, положило этим представлениям конец. Кроме этого, метод обеспечивает сравнительно небольшое, но дополнительное к традиционному масс-анализу разделение ионов, что важно для масс-спектрометрии, поскольку в классическом разделении ионов по m/z близок, если уже не достигнут, практический предел. Разделение по приращению ионной подвижности является дополнительным также к обычному разделению ионов по подвижности, которое в последнее время получает все более широкое применение в масс-спектрометрии.
d
d
Спектрометр ионной подвижности обычно включает в себя источник ионизации, ячейку дрейфа и детектор ионов. Детекторами ионов могут быть цилиндр Фарадея, электронный умножитель или масс-спектрометр. Спектрометр ионной подвижности (СИП) разделяет ионы по их подвижности в буферном газе на основании их различной равновесной скорости дрейфа. Когда газофазные ионы в присутствии буферного газа подвержены действию постоянного электрического поля, они ускоряются до момента столкновения с нейтральным атомом или молекулой буферного газа. Это ускорение и последующее столкновение повторяются многократно. Через какое-то время этот микроскопический сценарий усредняет мгновенные скорости ионов, что приводит к их постоянной дрейфовой скорости, зависящей от размера иона, его заряда, давления и температуры буферного газа. Отношение скорости дрейфа иона к величине напряженности электрического поля определяется как подвижность иона. Другими словами, скорость дрейфа иона (V) пропорциональна напряженности электрического поля (Е), где подвижность иона к=V/E - функция отношения объем/заряд иона. Таким образом, СИП - техника разделения, подобная масс-спектрометрии. СИП, как известно, имеет высокую чувствительность с умеренной разрешающей способностью. Эффективность разделения снижается из-за диффузионного расплывания "пакета" ионов, приводя к временному уширению кривых регистрируемого ионного тока.
Комбинация спектрометра ионной подвижности (СИП) с масс-спектрометром (МС) широко известна. В 1961 году Barnes с сотрудниками [6] были среди первых, осуществивших объединение этих двух методов разделения. Такие приборы производят разделение и анализ ионов согласно их подвижности и отношению массы к заряду, которое упоминается часто как двумерное разделение или двумерный анализ. Young с сотрудниками [7] впервые осознали, что времяпролетный масс-спектрометр (ВПМС) является наиболее предпочтительным типом МС, который используется в такой комбинации, из-за его способности регистрировать практически одновременно ионы всех масс, поступающих из спектрометра ионной подвижности. Комбинация спектрометра ионной подвижности с ВПМС может называться как Подвижность-ВПМС или СИП-ВПМС. Этот известный прибор включал средства для получения ионов, ячейку дрейфа, ВПМС и небольшое отверстие для передачи ионов из ячейки подвижности в ВПМС.
Серьезной проблемой сочетания разделения ионов по подвижности с времяпролетным анализатором является обеспечение высокой трансмиссии ионов через дрейфовую трубу в масс-спектрометр. Одно из возможных решений было предложено нами в патенте США №6992284 [28], где приведен достаточно подробный обзор работ по разделению ионов по подвижности. В патенте №6992284 речь идет об использовании в дрейфовой трубе при давлении буферного газа в несколько Торр последовательности чередующихся участков сильного и слабого поля вместо однородного электрического поля. Это приводит к фокусировке ионов к оси квадруполя и позволяет несколько увеличить общее напряжение вдоль трубы, что благоприятно сказывается на разрешении пакетов ионов по подвижности и позволяет достичь близкой к 100% трансмиссии аналитических ионов вдоль трубы дрейфа. Все же во всех реализованных вариантах разделения ионов по подвижности достаточно высокого разрешения получить не удается. Даже для дрейфа ионов при атмосферном давлении обычно не достигается разрешения более 100 [43].
к
Разделение ионов по приращению ионной подвижности основано на использовании зависимости подвижности ионов  от напряженности электрического поля Е:
0
к(Е)=к(1+α(Е)),
0
d
где к - подвижность в слабых электрических полях, α(Е) - переменная составляющая подвижности. Поток газа носителя с ионами анализируемого вещества проходит в область разделения, где перпендикулярно движению потока ионов создается высокочастотное, периодическое с периодом Т, большое по амплитуде асимметричное разделяющее поле E, удовлетворяющее следующему условию:
c
c
вых
c
Под воздействием такого поля ионы дрейфуют к одной из стенок области разделения и нейтрализуются на ней. Подавая дополнительное малое постоянное компенсирующее напряжение U, можно скомпенсировать смещение ионов определенного вида к стенкам области разделения, при этом эти ионы достигают детектора и регистрируются. Измеряя выходной ионный ток детектора при изменении компенсирующего напряжения U, получают набор ионных пиков - ионограмму I(U), каждый пик которой соответствует определенному виду ионов.
Спектрометр приращения ионной подвижности (СПИП) с плоской геометрией электродов обладает существенным недостатком - пространственно квазиоднородное поле не фокусирует ионы, что приводит к существенным диффузионным потерям ионов на электродах СПИП. Проблема решается использованием цилиндрической геометрии электродов СПИП, где фокусировка ионов вблизи середины аналитического промежутка приводит к снижению диффузионных потерь. При этом «точная» компенсация усредненного дрейфа ионов в переменном поле для разных ионов возможна в различных местах аналитического промежутка и их потери также уменьшаются по сравнению с плоским случаем. Таким образом, выигрыш в чувствительности достигается за счет понижения в разделительной способности метода. Впервые о такой геометрии сообщается в работе [2], затем подобная конструкция электродов использовалась в работах [8-10].
Сужением аналитического промежутка, наложением шумовой составляющей или низкочастотного напряжения «ряби» на напряжение, прикладываемое в аналитическом промежутке, удается несколько повысить разрешенность спектров СПИП для цилиндрической геометрии электродов за счет понижения чувствительности [19, 20]. Приложение напряжения «ряби» не на всем протяжении дрейфовой камеры, а только на электродах вблизи выходного отверстия СПИП позволяет [23] заметно уменьшить потери ионов при достижении практически того же сужения пиков анализируемых ионов.
Снижение потока выходящих ионов из СПИП цилиндрической геометрии возможно за счет образования ионной ловушки вблизи выходного отверстия СПИП из-за фокусирующего действия асимметричного напряжения и резкого изменения направления движения газового потока. Приложением дополнительного напряжения между электродами в области выходного отверстия СПИП и/или увеличением расстояния между этими электродами удается в значительной степени ослабить эффект ионной ловушки [24].
Наряду с широким использованием СПИП в качестве портативных приборов для обнаружения следовых количеств различных веществ в ряде областей применения появились также тандемные устройства. Одна из основных функций СПИП в таких устройствах - это предварительный фильтр перед вводом ионов в масс-спектрометр [11, 17, 18]. Известно сопряжение СПИП с классическим спектрометром разделения ионов по подвижности [21]. Предложено также сочетание этих двух способов разделения в одном приборе [22], когда организуется продольное электрическое поле в камере СПИП, и за счет фокусировки ионов, выделенных по приращению подвижности, они разделяются дополнительно по подвижности в продольном поле без значительных диффузионных потерь. Все эти устройства работают при давлении буферного газа, близком к атмосферному. Известно несколько работ, например [26], где исследование разделительной способности СПИП проводилось при пониженном давлении, однако фактор этого понижения был не более 2-3.
Нами была разработана расчетная модель и проведены эксперименты по формированию сверхзвукового газового потока при относительно низких начальных давлениях буферного газа с переносом ионов этим потоком [12-14] и фокусировкой ионов внутрь потока, направленного вдоль оси радиочастотного квадруполя. Эти методы также являются новыми, неизвестными ранее в литературе.
Создан газодинамический интерфейс для имеющегося в нашем распоряжении времяпролетного масс-спектрометра с ортогональным вводом (орто-ВПМС) с формирователем газового потока и секционированным радиочастотным квадруполем. Такая конфигурация интерфейса является новой. В основных чертах она описана в нашем патенте США №7547878 от 16 июня 2009 года [15] и в докладе [16].
В 1991 году Amirav и Danon (Патент США №5055677) [32] описали метод и устройство для анализа образцов, включающее в себя формирование и ввод в вакуумную камеру масс-спектрометра сверхзвукового молекулярного пучка газа-носителя в смеси с образцом для анализа, ионизацию молекул образца в сверхзвуковом молекулярном пучке, разделение ионов согласно их отношению массы к заряду m/z и регистрацию разделенных по m/z ионов анализируемого образца. Ионы образца в сверхзвуковом молекулярном пучке могут быть отфильтрованы от ионов тепловых фоновых молекул и ионов газа носителя после ионизации, но перед регистрацией. Описана система с источником электронной ионизации и квадрупольным масс-спектрометром. Обсуждены преимущества использования сверхзвукового газового потока или молекулярного пучка для анализа химических веществ, существующих в виде нейтральных примесей к этому газовому потоку. Описано электростатическое зеркало, расположенное под углом 45° к направлению газового потока, для поворота ионов ортогонально к потоку газа для отстройки от присутствующих возбужденных атомов в потоке и предотвращения загрязнения квадрупольного масс-анализатора нейтральными примесями. Зеркало состоит из плоской пластины и параллельной ему сетки. Потенциалы, приложенные к ним, примерно равны по абсолютной величине и противоположны по знаку. В отличие от этого патента, в патенте РФ [37] мы предлагаем использовать вместо сплошной пластины вторую сетку. Это позволит пропустить без значительного рассеяния большую часть потока во входную апертуру откачки, что приведет к значительному уменьшению загрязнений электродов масс-анализатора нейтральными примесями в газовом потоке. Еще одно отличие состоит в том, что в зеркале, описанном в упомянутом патенте [32], отражающее поле создается между сеткой и пластиной, тогда как в нашем случае [37] отражающий потенциал подается на первую по отношению к поступающим ионам сетку, и отражение ионов происходит без захода в область между сетками. Это позволит уменьшить расходимость отраженных ионов, которая в первом случае может быть значительной из-за ионов, прошедших вблизи проволочек сетки.
Приведенные масс-спектры в патенте [32] для одних и тех же соединений, зарегистрированные в обычных условиях и в условиях с охлаждением в сверхзвуковом газовом потоке, ясно демонстрируют значительно лучшее качество данных, полученных для последнего случая, - достигаются намного меньший уровень химического шума и существенное увеличение интенсивности молекулярных пиков (более чем в 100 раз). Хотя последнее авторы приписывают исключительно охлаждению ионов в сверхзвуковом газовом потоке, кажется очевидным, что, по крайней мере, частично увеличение интенсивности молекулярных пиков по сравнению с масс-спектрами электронной ионизации с энергией 70 эВ можно объяснить перезарядкой ионов гелия с энергией ионизации 24,587 эВ на молекулах анализируемых соединений или ионизацией Пеннинга (при столкновениях с метастабильно возбужденными атомами гелия) в сверхзвуковом газовом потоке.
В дальнейшем практически та же методика со сверхзвуковым газовым потоком использовалась для решения специфических аналитических задач (Amirav и др., Патенты США №7345215 от 18 марта 2008 г.и №7518103 от 14 апреля 2009 г.) [33, 34]. Во всех этих системах использовалась классическая схема формирования сверхзвукового потока (сопло - скиммер). Поток ионов из источника электронной ионизации с фиксированной энергией электронов (70 эВ) направлялся непосредственно в квадрупольный масс-спектрометр после отражения от описанного выше электростатического зеркала.
Альтернативное формирование сверхзвукового газового потока с использованием длинного стеклянного капилляра длиной 180 мм и внутренним диаметром 0,6 мм при сопряжении ионного источника с электрораспылением с квадрупольным масс-спектрометром описано Дж. Феном (J. Fenn) в Патенте США №6297499 от 2 октября 2001 г. [35]. В нашем случае [37] при проведении экспериментальных измерений для формирования сверхзвукового потока использовался металлический капилляр примерно десятикратно меньших длины и площади поперечного сечения, давление газа в камере на входе в капилляр было существенно ниже атмосферного (примерно в 25 раз).
РАСКРЫТИЕ ИЗОБРЕТЕНИЯ
Особенности одной из возможных реализаций предлагаемого метода:
Ионы из внешнего источника, работающего при атмосферном давлении, в частности ионного источника с электрораспылением растворов биоорганических соединений, поступают через нагреваемый капилляр внутрь цилиндрически симметричного спектрометра приращения ионной подвижности (СПИП), оптимизированного по размерам для работы при давлениях буферного газа (гелий, аргон, азот, другие газы или смесь газов) в диапазоне десятков или единиц Торр. Особенностью конструкции упомянутого СПИП является секционирование внешнего электрода, обеспечивающего возможность приложения различных напряжений к его секциям.
Минимально предполагается наличие трех секций. Размер первой секции выбирается таким, чтобы анализируемые ионы могли быть практически полностью сфокусированы в середине аналитического промежутка под действием асимметричного переменного напряжения дисперсии, приложенного между внутренним и внешним электродами, и соответствующего постоянного компенсирующего напряжения, приложенного между теми же электродами. Напряжение дисперсии, приложенное между внешним электродом второй секции и внутренним электродом, увеличено настолько, чтобы обеспечить смещение анализируемых ионов к внутренней поверхности внешнего электрода так, чтобы нежелательные ионы, имеющие положение фокусировки более близкое к этой поверхности, чем анализируемые ионы, рекомбинировали на этой поверхности с большей эффективностью, чем анализируемые ионы. Альтернативно сдвиг потока ионов к внешнему электроду может осуществляться уменьшением компенсирующего напряжения между второй секцией внешнего электрода и внутренним электродом.
Для третьей секции выбирается уменьшенное напряжение дисперсии, вызывающее смещение ионов к внутреннему электроду, чтобы по возможности избавиться от нежелательных ионов, локализованных в аналитическом промежутке ближе к внутреннему электроду. Альтернативно сдвиг потока ионов к внутреннему электроду может осуществляться увеличением компенсирующего напряжения между третьей секцией внешнего электрода и внутренним электродом. В конце этой секции между внешним электродом и выходным (плоским в данном в случае в отличие от полусферического в работе [23]) электродом оставлен промежуток для выхода основной части газового потока в систему откачки. Между внутренним и выходным электродами прикладывается постоянная разность потенциалов, создающая относительно слабое электрическое поле, отталкивающее ионы от внутреннего электрода.
В центре выходного электрода для сопряжения СПИП с масс-анализатором предполагается наличие отверстия с изолированными стенками для введения внутрь камеры СПИП обогреваемого металлического капилляра-формирователя сверхзвукового газового потока. Напряжение, прикладываемое к этому капилляру таково, что создает достаточно сильное поле, двигающее ионы из области между центральным и выходным электродами к кончику этого капилляра. В некоторых случаях напряженность этого поля может быть достаточной для диссоциации этих ионов либо за счет столкновений с атомами или молекулами газа, либо при соударениях с поверхностью капилляра вблизи его входного отверстия. Для концентрирования силовых линий этого поля ближе к входному отверстию капилляра внешний край входного среза капилляра закругляется. Для предотвращения гибели анализируемых ионов на кончике капилляра этот кончик покрывается диэлектрической пленкой толщиной менее 1 мкм и заряжается малыми ионами того же знака, что и анализируемые ионы. Для возможности диссоциации ионов при соударениях с поверхностью упомянутая диэлектрическая пленка вблизи входного отверстия капилляра удаляется шлифованием. Таким образом, электрическое поле и газовый поток, входящий внутрь капилляра, должны будут обеспечить достаточно эффективный ввод ионов внутрь капилляра. Подогрев этого капилляра должен будет предотвратить в значительной степени адсорбцию ионов и их гибель на внутренней поверхности капилляра, как это и происходит при транспорте ионов из источников с электрораспылением.
Интересные возможности анализа ионов также возникают, если сверхзвуковой поток вместе с ионами, выходящими из СПИП, направлен через источник электронной ионизации с изменяемой энергией ионизации или через камеру столкновений в масс-спектрометр. При этом однозарядные ионы для получения ионов-продуктов могут быть подвергнуты воздействию метастабильно возбужденных атомов или молекул, получающихся в сверхзвуковом потоке при достаточной энергии электронов. Многозарядные ионы кроме этого могут быть подвергнуты диссоциации при захвате медленных электронов. Те и другие ионы могут быть подвергнуты также столкновительно-индуцированной диссоциации либо, как указано выше, перед входом в капилляр формирования сверхзвукового потока, либо в специальной камере столкновений. Масс-спектры исходных ионов и их ионов-продуктов регистрируются в виде двумерных массивов при пошаговом сканировании амплитуды переменного напряжения дисперсии или компенсирующего напряжения в средней части канала дрейфа и независимого пошагового изменения одного из этих напряжений в выходной части этого канала дрейфа.
Для пиков масс-спектров с выбранными значениями m/z находятся локальные максимумы модулей градиентов изменения их интенсивностей по всему двумерному массиву этих интенсивностей. Пики масс-спектра с близкими положениями максимума модуля градиента принимаются как соответствующие ионам, происходящим из определенного типа исходных ионов, если не возникает противоречий при сопоставлении масс всех этих ионов. Усредненное положение указанного максимума и относительные величины модулей градиентов для этих пиков характеризуют соответствующие исходные ионы и используются для их идентификации. Для повышения устойчивости результатов вычислений градиентов распределений интенсивностей масс-спектральных пиков может использоваться построение сглаживающих сплайнов [40] или квазисплайновая аппроксимация [41, 42] этих распределений. Сравнение результатов такого анализа для различных комбинаций сканируемых напряжений (максимально 4 комбинации) может быть использовано для контроля адекватности получаемых выводов.
Для поиска целевого соединения после регистрации описанного двумерного массива масс-спектров и вычисления массива градиентов по всем пикам масс-спектра с выбранными значениями m/z, в том числе и при использовании сплайновой или квазисплайновой аппроксимации, строится линейный цифровой фильтр с единичной суммой квадратов коэффициентов фильтра, максимально подавляющий в среднем все наборы градиентов в этом двумерном массиве при заданном подавлении масс-спектра целевого соединения. Степень последнего подавления определяется получением максимального отношения сигнал/шум для максимального значения квадрата градиента после фильтрации, принимая за шумовой уровень среднее значение квадратов градиентов после фильтрации в двумерном массиве при удалении от локализации указанного максимального значения квадрата градиента, большем заданного расстояния. Критериями обнаружения целевого соединения являются близкая к ожидаемой локализация максимального значения квадрата градиента и достигнутый уровень отношения сигнал/шум для него. Количественные параметры этих критериев и оценки относительного содержания целевого соединения в анализируемой смеси вырабатываются на основе описанного анализа смесей известного состава, содержащих соответствующие целевые соединения.
Частично описанный подход может быть реализован при непосредственном сопряжении СПИП предлагаемой конструкции с каким-либо масс-анализатором, способным разрешить изотопные пики целевых соединений. Дело в том, что подвижности ионов, отличающихся только изотопами входящих в них атомов, для не слишком малых ионов близки. Их различия определяются значением приведенной массы этих ионов, которая будет в этом случае близка к молекулярной массе буферного газа. Поэтому такие ионы в СПИП будут практически неразличимы, и их масс-спектры можно использовать для анализа целевых соединений почти так же, как описано выше для масс-спектров ионов-продуктов, получаемых при захвате медленных электронов или метастабильных частиц в источнике электронной ионизации или при столкновительно-индуцированной диссоциации исходных ионов.
Различия будут связаны, во-первых, с изменениями в критериях принадлежности ионов к ионам-продуктам целевого исходного иона в описанном выше случае и к изотопным ионам в рассматриваемом варианте. Во-вторых, структурные изомеры целевого соединения, обладая совпадающими элементными составами, имеют тот же масс-спектр изотопных ионов. Поэтому селективная цифровая фильтрация должна в этом случае одинаково хорошо выявлять все структурные изомеры целевого иона, сфокусированные в аналитическом промежутке СПИП. Их различия могут проявиться здесь только в локализациях локальных максимумов отклика применения цифрового фильтра к двумерному массиву градиентов интенсивностей выбранных масс-спектральных пиков. В связи с этим должен быть изменен критерий выбора «шумовых» откликов применения цифрового фильтра. Если в описанном выше случае «шумовыми» считались локализации откликов на некотором удалении от максимального отклика, то сейчас в силу возможности присутствия нескольких откликов от изомерных ионов лучше выбирать «шумовые» отклики по их величине, например, если квадраты градиентов после фильтрации меньше некоторой доли от максимального значения такого квадрата, например 10% от него.
При анализе особо сложных смесей вместо регистрации двумерных распределений как масс-спектров ионов-продуктов различных методов индуцирования диссоциации, так и масс-спектров изотопных пиков, возможно получение четырехмерных массивов таких масс-спектров. Для этого достаточно вместо сканирования для средней и конечной областей канала дрейфа одного из двух напряжений, сдвигающих ионы к электродам СПИП, производить независимое пошаговое изменение обоих этих напряжений в этих двух областях канала дрейфа. Формализм анализа данных при этом принципиально не меняется. Как можно ожидать, разделительная способность метода в этом случае должна многократно возрасти, правда, при значительном увеличении времени анализа, т.к. необходимо будет регистрировать значительно большие объемы данных. Регистрация четырехмерных массивов распределений полного ионного тока также позволяет реализовать упрощенный вариант описанной селективной цифровой фильтрации для определения наличия целевых сведений в анализируемой смеси.
КРАТКОЕ ОПИСАНИЕ ИЛЛЮСТРАЦИЙ
Для более полного понимания настоящего изобретения последующее описание соотнесено с соответствующими иллюстрациями:
Рис.1. Обычная схема спектрометра приращения ионной подвижности при его сопряжении с масс-спектрометром.
Рис.2. Кривая Пашена зажигания газового разряда в воздухе [38].
Рис.3. Схема спектрометра приращения ионной подвижности при его сопряжении с масс-спектрометром в соответствии с настоящим изобретением.
Рис.4. Иллюстрация к селективному подавлению ионных потоков в предлагаемой конструкции СПИП.
Рис.5. Расчетные величины минимального потенциала отражения ионов от плоской поверхности проводника с тонкой диэлектрической пленкой (100 нм) и минимальными расстояниями между зарядами на ней (для квадратной сетки зарядов): 51-(10 нм), 52-(20 нм), 53-(30 нм).
Все эти иллюстрации носят поясняющий характер и не накладывают каких-либо ограничений на возможную реализацию предлагаемого изобретения.
ОСУЩЕСТВЛЕНИЕ ИЗОБРЕТЕНИЯ
Новый подход для транспортировки ионов из области повышенного давления на выходе из ячейки подвижности спектрометра ионной подвижности в вакуумную часть масс-спектрометра через формирование сверхзвукового газового потока описан в патенте США №7482582 от 27 января 2009 года [13]. Он был развит далее для обеспечения дополнительных аналитических возможностей за счет резонансного возбуждения вращения ионов вокруг сверхзвукового потока в радиочастотном квадруполе на входе в орто-ВПМС в следующем патенте США №7547878 от 16 июня 2009 года [15]. Специфическое развитие этих подходов для обеспечения эффективного количественного определения наличия примесей в газовых смесях и структурного анализа многозарядных ионов биомолекул без предварительного разделения ионов по подвижности описано в патенте РФ №2402099 от 20.10.2010 г. [30] и в патенте РФ [37] и заявке на патент РФ №2011119310 от 16.05.2011 [27]. Открытым в этом случае остался вопрос об организации эффективного транспорта ионов из внешнего источника, например из источника с электрораспылением растворов биоорганических соединений в систему формирования сверхзвукового газового потока.
Для классического способа формирования сверхзвукового потока, такого как описано в патенте США [32], приемлемым является использование обычного СПИП с цилиндрической геометрией электродов, схема которого приведена на рис.1. Именно эта схема использовалась в работе [23]. Ионы (9) из внешнего источника поступают через капилляр (8) внутрь канала (7). Туда же направлен дополнительный поток (10) буферного газа. Между внутренним (1) и внешним (2) электродами прикладываются несимметричное переменное и постоянное компенсирующее напряжение. Выходной электрод (3) имеет полусферическую форму. В его центре имеется выходное отверстие (4), играющее роль сопла при формировании сверхзвукового потока (5), проходящего сквозь скиммер (6), вырезающего малую часть потока (11), выходящего через сопло (4).
В нашем случае исходное давление газа при формировании сверхзвукового потока меньше атмосферного примерно в 25 раз. Возникает вопрос: возможна ли эффективная работа СПИП при таком давлении? Как предсказывает формализм эффективного потенциала, развитый в работе Е.Н.Николаева и А.А.Веденова [25], при понижении давления должен понижаться эффект разделения ионов по приращению подвижности, однако, должен возрастать эффект классического эффективного потенциала, вызывающий дрейф ионов, зависящий от их отношений массы к заряду, в сторону меньшей напряженности переменного электрического поля.
Если посмотреть на кривую Пашена для воздуха, приведенную на рис.2, то можно заключить, что понижение давления, например, от атмосферного до 30 Торр уменьшает пробойное напряжение только примерно в 10 раз. Это значит, что допустимое отношение напряженности поля к плотности газа (E/N) может быть увеличено в ~2,5 раза. Если, например, считать, что приращение ионной подвижности квадратично зависит от E/N, как это и предполагается в работе [25], то это приращение может увеличиться более чем в 6 раз. Это должно привести к увеличению разделения ионов, которое могло бы скомпенсировать предсказанное в работе [25] понижение такого разделения при фиксированном значении E/N.
Уменьшение напряженности электрического поля, вызывающего фокусировку ионов в аналитическом промежутке (7), приведет к увеличению ширины эффективной потенциальной ямы, при прочих равных условиях, примерно обратно пропорционально корню квадратному из напряженности электрического поля. Таким образом, примерно трехкратное увеличение ширины распределения сфокусированных ионов (при 10-кратном уменьшении напряженности электрического поля) требует соответственного увеличения ширины аналитического промежутка (7). Если СПИП, используемый в работе [23], имел ширину промежутка (7) примерно 1,6 мм, то в нашем случае эта ширина должна быть не менее 0,5 см. В предлагаемой конструкции (рис.3) ширина аналитического промежутка составляет 1 см и радиус середины аналитического промежутка также 1 см. В работе [39] получена формула (11) на стр.21, показывающая, что дисперсия распределения ионов, сфокусированных в цилиндрическом СПИП при заданной температуре ионов, прямо пропорциональна радиусу середины аналитического промежутка и обратно пропорциональна напряженности компенсирующего поля. В данном случае этот радиус примерно в два раза больше, чем для СПИП в работе [23]. Если напряженность компенсирующего поля для данного типа ионов уменьшилась для предлагаемой конструкции СПИП не более чем в 5 раз, то сохраняется 10-кратное увеличение дисперсии распределения ионов или примерно трехкратное увеличение стандартного отклонения такого распределения. Отмеченное выше примерно 6-кратное возможное увеличение изменения подвижности ионов при максимально возможном поле дисперсии при уменьшении давления газа в ~25 раз могло привести только не более чем к двукратному (10/6) уменьшению напряженности компенсирующего поля.
Для повышения разрешенности спектров СПИП в работе [23] используется приложение относительно низкочастотного дополнительного напряжения «ряби» между центральным (1) и выходным (3) электродами. Напряжение «ряби» использовалось и в других работах, однако оно прикладывалось на всем протяжении канала дрейфа (7). В этом случае потери ионов при достижении такого же выигрыша в разрешенности спектров СПИП оказались существенно выше, чем те, что получались в работе [23]. По-видимому, этот результат является следствием того, что напряжение «ряби», приложенное в начале канала (7), где не произошло еще фокусировки ионного облака, приводит к дополнительным потерям всех ионов в канале (7) без предпочтительного сохранения анализируемых ионов, которые далее в канале (7) фокусируются около середины аналитического промежутка канала (7).
Результаты, полученные в [23], показывают, что выигрыш в разрешенности спектров СПИП при приложении напряжения «ряби» достигается именно за счет различия в потерях ионов, сфокусированных в разных местах аналитического промежутка. Ионные облака, более близко локализованные к некоторому электроду СПИП при их сдвиге электрическим полем «ряби» к этому электроду, будут нести большие потери, чем более удаленные. При этом степень таких потерь будет определяться общим временем контакта края ионного облака с соответствующим электродом. Если при этом скорость диффузии ионов из центра облака к его периферии достаточно велика (что имеет место при относительном низком давлении буферного газа), то скорость гибели ионов будет определяться равновесной плотностью ионов на краю диффузионного облака вблизи ближайшего электрода. В таком случае более эффективный способ организации селективной гибели ионов может быть достигнут при секционировании внешнего электрода, как показано на рис.3, и приложении напряжений дисперсии различной амплитуды или/и различных напряжений компенсации к разным секциям. Поскольку вблизи поверхности электродов скорость газового потока меньше, чем в середине аналитического промежутка, имеется больше времени для контакта ионов с поверхностью электрода и для диффузионного восстановления плотности ионов вблизи зоны контакта, чем при движении ионов вблизи середины аналитического промежутка. Более эффективным для выделения целевых ионов является именно изменение амплитуды переменного дисперсионного напряжения, а не постоянного напряжения компенсации. Это связано с тем, что при неизменном напряжении компенсации ионы будут фокусироваться для фиксированного значения амплитуды дисперсионного поля, т.е. относительное пространственное распределение ионов, сфокусированных изначально в различных местах аналитического промежутка сохранится. При изменении же напряжения компенсации сдвиги различных ионов по радиусу СПИП могут достаточно сильно различаться, т.е. в этом случае может возникнуть излишнее перемешивание ионных облаков, и их разделение за счет различий в скорости гибели на электродах может ухудшиться. С этой точки зрения было бы более правильным прикладывать не напряжение «ряби» для повышения разрешенности спектров СПИП обычной геометрии, как в работе [23], а модулировать частотой напряжения «ряби» дисперсионное напряжение.
Ширина аналитического промежутка канала (37) увеличена за счет уменьшения диаметра внутреннего электрода (31), а не только в результате увеличения размеров внешнего электрода (32), что приведет к относительно меньшему увеличению ширины распределения ионных облаков по сравнению с пропорциональным увеличением поперечных размеров СПИП из-за относительного увеличения градиента радиального электрического поля в середине аналитического промежутка (37). Первая секция (321) внешнего электрода (32) покрывает часть канала (37), где ожидается завершение фокусировки ионов в аналитическом промежутке под действием переменного несимметричноного поля дисперсии и постоянного компенсирующего поля.
Согласно известному соотношению Эйнштейна [36] коэффициент диффузии ионов в газе прямо пропорционален подвижности ионов, которая обратно пропорциональна плотности газа, и прямо пропорционален эффективной температуре ионов, деленной на заряд иона:
2
2
2
2
eff
Если, например, подвижность ионов такова, что при напряженности поля в 1000 В/см их дрейфовая скорость ~500 м/сек (к≈50 см/(В сек)), а эффективная температура ионов примерно в два раза больше комнатной (kT≈0,05эВ), то для однозарядных ионов коэффициент диффузии будет: D≈2,5 см/сек. Для максимальной величины входного потока СПИП в работе [23] 5 л/мин, давления газа меньше атмосферного в ~25 раз, площади поперечного сечения канала дрейфа СПИП 6,28 см скорость потока газа будет ~332 см/сек. Таким образом, если длина первой секции (321) около 4 см, то время движения газа t через эту секцию будет более 0,01 сек. Как известно среднеквадратичное диффузионное смещение частицы по одной координате равно  и ~2,2 мм в нашем случае. Это означает, что если стандартное отклонение распределения сфокусированных ионов по радиусу не более 1 мм, то длины секции (321) около 4 см достаточно для практического установления такого распределения. Если коэффициент диффузии ионов меньше использованной выше величины 2,5 см/сек, то необходимо будет уменьшить соответствующим образом величину входного потока газа, чтобы обеспечить достаточное время для установления стационарного распределения сфокусированных ионов после прохождения секции (321).
Напряжение дисперсии, приложенное ко второй секции (322), увеличивается, чтобы сдвинуть ионные облака (311) ближе к внешнему электроду (32) так, чтобы вызвать большую степень гибели ионов, сфокусированных ближе к этому электроду по сравнению с «целевыми» ионами. Напряжение дисперсии, приложенное к третьей секции (323), уменьшается, чтобы сдвинуть ионные облака (312) ближе к внутреннему электроду (31) так, чтобы вызвать большую степень гибели ионов, сфокусированных ближе к этому электроду по сравнению с «целевыми» ионами.
Иллюстрация возможностей селективной гибели ионов в СПИП секционированной конструкции приведена на рис.4. Черными точками показаны четыре гауссовых кривых, соответствующих распределениям виртуальных ионов, которые при обычном сканировании компенсирующего напряжения были бы зарегистрированы как один неразделенный пик. Распределение четырехзарядных «ионов» «целевого» соединения представлено кривой с круглыми зачерненными точками (41). Кривая (42) с точками в виде зачерненных квадратов соответствует однозарядным «ионам» и отличается от кривой (41) удвоенной шириной и совпадает с ней по положению максимума. Это будет иметь место при совпадающих подвижностях таких «ионов» и одинаковых приращениях подвижностей. Кривая (43) (зачерненные треугольники) имеет ту же ширину, что и кривая (42) «целевых» ионов и смещена от нее влево на величину стандартного отклонения этих кривых. Кривая (46) (зачерненные звездочки) соответствует двухзарядным виртуальным ионам. Ее стандартное отклонение в  раза больше стандартного отклонения кривой (41), и ее максимум имеет то же смещение, что и у кривой (43), только в правую сторону от максимума кривой (41). Пропорциональность ширины распределений сфокусированных ионов в аналитическом промежутке СПИП корню квадратному из заряда иона имеет место при постоянной эффективной температуре ионов и неизменной форме эффективной потенциальной ямы, возникающей в неоднородном несимметричном переменном электрическом поле из-за изменения подвижности ионов. Эти свойства предполагались при построении кривых на рис.4.
Поскольку ширины равновесных поперечных распределений ионов в канале дрейфа (37) для пониженного давления в нашем случае увеличиваются только примерно в 3 раза по сравнению с атмосферным давлением в канале (7), то увеличение коэффициента диффузии ионов в 30-40 раз при пониженном давлении в нашем случае (в ~25 за счет уменьшенной плотности газа и коэффициент около 1,5 за счет повышения эффективной температуры) обеспечивает существенно большую скорость восстановления гауссовой формы распределений ионов при пониженном давлении по сравнению с атмосферным давлением, если такая форма по каким-либо причинам нарушается. Большее время дрейфа вблизи поверхности электродов будет этому восстановлению также способствовать.
При диффузионной скорости установления гауссовой формы поперечных распределений ионов в промежутке (37) много большей, чем скорость гибели ионов на электродах СПИП, последняя скорость будет определеляться плотностью ионов, предсказываемой гауссовым распределением в области контакта с этими электродами. В каждом цилиндрическом слое для интервала вдоль оси СПИП (z, z+dz), например, в промежутке (322) в случае стационарного гауссового распределения плотности ионов в радиальном направлении она равна:
1
0
1
где  - линейная плотность рассматриваемых ионов вдоль СПИП, α - вероятность гибели иона при его столкновении с электродом или коэффициент аккомодации, n - объемная плотность ионов в зоне контакта с электродом,  - средняя тепловая скорость ионов, R - внутренний радиус внешнего электрода (32) или его секции (322), R - радиус центрального электрода (31), R- равновесный радиус рассматриваемых ионов (311) для секции (322), σ - стандартное отклонение распределения этих ионов вдоль радиуса. Для последующих оценок примем R=1,5 см, R=0,5 см.
Решая уравнение (1), получаем экспоненциальное уменьшение потока ионов в данном случае в конце секции (322) длины L с показателем, равным:
Нужно иметь в виду, что облако ионов подвергается воздействию сильного переменного несимметричного электрического поля дисперсии, и вместо средней тепловой скорости ионов  ионы будут сталкиваться с поверхностью электрода со скоростью, близкой к максимальной величине скорости ионов под действием этого поля, направленной к электроду, и она может быть в несколько раз больше средней тепловой для этих ионов (около 84 м/сек для ионов с массой около 1000 Да при комнатной температуре). Приемлемая величина скорости ионов под действием поля может быть около среднетепловой скорости для молекул газа. Для азота это около 500 м/сек для комнатной температуры. В этом случае внутренняя температура ионов не более чем в два раза превышает их температуру в отсутствие электрического поля [31], что не приведет к заметной деструкции ионов во время их дрейфа в СПИП. В то же время столкновение многоатомного иона при такой скорости с электродом под углом, близким к 90°, практически достоверно приведет к гибели этого иона. Таким образом, в данном случае мы можем принять коэффициент аккомодации α равным 1.
d
3
2
Скорость дрейфа ионов в СПИП V в данном случае можно оценить через величину входного потока газа (39) вместе с (310), которая для СЛИП, работающего при атмосферном давлении, не превышает 5 л/мин [23]. Это около 83 см/сек, и при поперечном сечении СПИП в нашем случае 6,28 см и понижении давления внутри СПИП в 25 раз по сравнению с атмосферным средняя скорость газового потока внутри СПИП, как уже было получено выше, будет около 330 см/сек или 3,3 м/сек. Если длина секции L=4 см, и величина стандартного отклонения радиального распределения ионов не превышает 1 мм, то при скорости соударения ионов с поверхностью электрода  не менее 55 м/сек величина предэкспоненциального фактора в (2) не менее 100.
Именно такая величина предэкспоненциального фактора в (2), B=100, использовалась нами при моделировании гибели ионов, идеальные распределения которых представлены на рис.4. Кривые, представленные контурными точками, пропорциональны первым разностям потоков (без шумового вклада) оставшихся ионов (прошедших СПИП), если второе относительное положение электрода, «поглощающего» ионы, совпадает с показанной точкой кривой, а первое - сдвинуто на один шаг влево. Левые разностные распределения моделируют гибель ионов в секции (322). «Отрицательные» разностные распределения справа от исходных поперечных распределений ионов описывают гибель ионов на центральном электроде (31) в секции (323), если предварительной гибели ионов в секции (322) не было. Они получены аналогично «положительным» разностным распределениям слева. Формы контура точек у соответственных кривых в исходных поперечных и разностных распределениях совпадают.
Разностные распределения (47) и (48) для ионов из поперечных распределений (42) и (43) практически полностью разделены. При положении электрода (45) на расстоянии 1,4 мм влево от центра распределений (41) и (42) ионы из распределений (42) и (43) практически полностью исчезают после прохождения секции (322). Потоки ионов из распределений (41) и (46) уменьшаются при этом примерно в два раза. Последовательным сдвигом относительного положения второго электрода (справа) до положения (44) регистрируются оставшиеся ионы из распределения (46) по разностному распределению (49). После этого через СПИП будет проходить оставшаяся половина ионов из распределения (41), и они будут регистрироваться практически без примесей других ионов, исходно сфокусированных в секции (321) СПИП. Таким образом может быть осуществлена практически изоляция ионов (41), несмотря на то, что их поперечное распределение сильно перекрывается с распределениями других ионов (42), (43) и (46).
Примерно с такими же относительными потерями, как и для ионов (41), может быть осуществлена изоляция ионов (43) при сдвиге относительного положения электрода (45) на пять шагов (1 мм) влево и при сдвиге относительного положения электрода (44) на четыре шага влево. Ионы (42) и (46) могут быть зарегистрированы только через разностные распределения (47) и (49). При этом нужно иметь в виду, разностные распределения, зарегистрированные по полному ионному току, могут иметь значительный вклад шума и скрывать истинную форму пика. Регистрация в свете отдельных масс-спектральных линий (selected ion monitoring), полученных, например, при захвате медленных электронов или метастабильно возбужденных частиц в источнике электронной ионизации или столкновительно-индуцированной диссоциации исходных ионов перед капилляром (34) или в последующей масс-спектрометрической системе, может существенно увеличить отношение сигнал/шум и дать возможность произвести идентификацию соответствующих ионов.
Для возможности разделения сигналов от всех ионов, сфокусированных в аналитическом промежутке первой секции (321) внешнего электрода (32), может быть использована регистрация масс-спектров при захвате медленных электронов или метастабильно возбужденных частиц или столкновительно-индуцированная диссоциация исходных ионов для двумерных массивов электрических напряжений, пошагово сдвигающих потоки ионов к внутренней поверхности второй секции (322) внешнего электрода и к внутреннему электроду (31) после окончания второй секции (322). Это могут быть как переменные несимметричные напряжения дисперсии, так и постоянные компенсирующие напряжения. Как видно из рис.4, каждый тип ионов, сфокусированных в аналитическом промежутке (их распределения показаны зачерненными точками), можно характеризовать положениями двух экстремальных точек разностных распределений интенсивностей пиков этих ионов (отмеченных соответственными контурными точками) на левых и правых краях соответствующего «зачерненного» распределения.
Таким образом, для двумерных распределений интенсивностей пиков зарегистрированных ионов по значениям напряжений, сдвигающих ионы к зонам контакта с внешним и внутренним электродами, каждому типу ионов соответствует точка, где изменения этих интенсивностей максимальны по каждой координате и, следовательно, достигает максимума квадрат или модуль градиента распределения интенсивности соответствующего пика. При отсутствии шумового вклада в одной и той же точке имеют максимальный модуль градиента двумерные распределения всех пиков ионов-продуктов, получающихся из данного исходного иона, в том числе в источнике электронной ионизации, нелинейные эффекты функционирования которого достаточно малы. Поиск точек локальных максимумов модулей градиента двумерных распределений интенсивностей пиков ионов может таким образом служить способом оценки числа различных типов ионов, исходно сфокусированных в СПИП, и приписывания им пиков ионов-продуктов на основе близости локализаций этих максимумов, если не возникает противоречий при сопоставлении масс всех этих ионов, т.к. элементные составы ионов-продуктов не могут содержать элементов, отсутствующих у исходных ионов. Дополнительным критерием «родственности» ионов может служить близость направлений соответствующих этим ионов градиентов интенсивностей их пиков. Для уменьшения влияния шумов на вычисления градиентов распределений интенсивностей масс-спектральных пиков может использоваться, например, построение сглаживающих сплайнов [40] или квазисплайновая аппроксимация [29, 41, 42] этих распределений. Адекватность получаемого результата поиска максимумов модулей этих градиентов и их приписывания определенным исходным ионам может быть проверена на основе такого анализа двумерных распределений интенсивностей тех же пиков ионов при использовании различных комбинаций напряжений, сдвигающих ионы к внешнему и внутреннему электродам. В данном случае всего имеется 4 возможные комбинации таких напряжений. Относительные значения модуля градиента интенсивностей некоторой совокупности пиков ионов в точках максимума, совпадающих с приемлемой погрешностью с соответствующей точкой максимума для исходного иона, а также относительные компоненты этого градиента могут использоваться для идентификации этого исходного иона.
µ
µnkl
µ
µ
Для эффективного поиска целевых соединений в данном случае может быть использован специфический вариант метода селективной цифровой фильтрации [29]. После регистрации описанного двумерного массива масс-спектров и вычисления массива градиентов по всем пикам масс-спектра с выбранными значениями µ=m/z, в том числе и при использовании сплайновой или квазисплайновой аппроксимации, строится линейный цифровой фильтр F с единичной суммой квадратов коэффициентов фильтра , максимально подавляющий в среднем все наборы градиентов G по обеим координатам (n=1 и n=2) в этом двумерном массиве с номерами k, l при заданном подавлении масс-спектра целевого соединения J. Т.е. решается задача на условный экстремум - найти такие F, которые дают минимально возможное значение для
при условиях
где  - прозрачность фильтра, показывающая степень ослабления результирующего сигнала для анализируемого масс-спектра по сравнению с суммой интенсивностей всех используемых его линий. Эта величина является ключевой для количественной оценки относительной доли определяемого компонента в анализируемой смеси.
Сформулированная задача может быть решена минимизацией соответствующей функции Лагранжа:
µ
Величины параметров λ и η могут быть затем найдены при использовании выражений для соответствующих условий (3). После приравнивания 0 первых производных по значениям F функции (4) получаем следующую систему линейных алгебраических уравнений:
где
eff
eff
µnkl
Величина F может быть названа эффективностью фильтра, так как она связана со способностью фильтра подавить компоненты (для F=0 величины  не зависят от градиентов G).
eff
eff
eff
Величина θ может быть найдена из условия  Величина F также могла бы быть найдена при заданной величине  из последнего условия (3). Однако проще использовать фильтры с различными значениями F и выбрать тот, который дает приемлемый результат, и использовать полученное из последнего равенства (3) значение F для количественной оценки относительной доли искомого вещества в анализируемой смеси.
В качестве оптимального фильтра можно взять тот, который обеспечивает получение максимального отношения сигнал/шум для максимального значения квадрата градиента после фильтрации, принимая за шумовой уровень среднее значение квадратов градиентов после фильтрации в двумерном массиве при удалении от локализации указанного максимального значения квадрата градиента, большем заданного расстояния. Критериями обнаружения целевого соединения являются близкая к ожидаемой локализация максимального значения квадрата градиента после фильтрации и достигнутый уровень отношения сигнал/шум для него. Количественные параметры этих критериев и оценки относительного содержания целевого соединения в анализируемой смеси вырабатываются на основе описанного анализа калибровочных смесей известного состава, содержащих соответствующие целевые соединения. Это касается средних значений локализаций и их дисперсий для максимального значения квадрата отклика цифрового фильтра на зарегистрированные и преобразованные описанным выше способом данные для калибровочных смесей. Также определяются уровни отношения описанного отношения сигнал/шум, соответствующие определенным концентрациям целевых соединений в калибровочных смесях, и строятся соответствующие калибровочные кривые.
Частично описанный подход может быть реализован при непосредственном сопряжении СПИП предлагаемой конструкции с каким-либо масс-анализатором, способным разрешить изотопные пики целевых соединений. Дело в том, что подвижности ионов, отличающихся только изотопами входящих в них атомов, для не слишком малых ионов близки. Их различия определяются значением приведенной массы этих ионов, которая будет в этом случае близка к молекулярной массе буферного газа:
где m - масса иона, М - молекулярная масса газа. При массе иона 56 Да, вдвое превышающей массу молекулы азота, в газе, где азот является основным компонентом, относительное изменение приведенной массы изотопного иона, отличающегося от массы основного иона на 1 Да, будет менее 1%, так что, скорее всего, даже для столь малого иона разница с его изотопным ионом в их фокусировке и гибели в СПИП заметна не будет. Для вдвое большей массы иона подобное изменение ионной подвижности будет уже для изотопных ионов с разностью масс в 4 Да. Тем более, большие изотопные ионы в СПИП будут практически неразличимы, и их масс-спектры можно использовать для анализа целевых соединений почти так же, как описано выше для масс-спектров ионов-продуктов, получаемых при захвате медленных электронов, метастабильных частиц в источнике электронной ионизации или при столкновительно-индуцированной ионизации.
Различия будут связаны, во-первых, с изменениями в критериях принадлежности ионов к ионам-продуктам целевого исходного иона в описанном выше случае и к изотопным ионам в рассматриваемом варианте. Для ионов-продуктов разность масс с целевым ионом должна соответствовать некоторым составам, присутствующим в целевом ионе. Для изотопных ионов разность масс должна быть равна разностям масс изотопных атомов для атомов, присутствующих в целевом ионе. Во-вторых, структурные изомеры целевого соединения, обладая совпадающими элементными составами, имеют тот же масс-спектр изотопных ионов, что и целевой ион. Поэтому селективная цифровая фильтрация должна в этом случае одинаково хорошо выявлять все структурные изомеры целевого иона, сфокусированные в аналитическом промежутке СПИП. Их различия могут проявиться здесь только в локализациях локальных максимумов отклика применения цифрового фильтра к двумерному массиву градиентов интенсивностей выбранных масс-спектральных пиков. В связи с этим должен быть изменен критерий выбора «шумовых» откликов применения цифрового фильтра. Если в описанном выше случае «шумовыми» считались локализации откликов на некотором удалении от максимального отклика, то сейчас в силу возможности присутствия нескольких откликов от изомерных ионов лучше выбирать «шумовые» отклики по их величине, например, если квадраты градиентов после фильтрации меньше некоторой доли от максимального значения такого квадрата, например 10% от него.
µnkl
µnklij
При анализе особо сложных смесей вместо регистрации двумерных распределений как масс-спектров ионов-продуктов различных методов индуцирования диссоциации, так и масс-спектров изотопных пиков, возможны получение и анализ четырехмерных массивов таких масс-спектров. Для этого достаточно вместо сканирования для средней и конечной областей канала дрейфа одного из двух напряжений, сдвигающих ионы к электродам СПИП, производить независимое пошаговое изменение обоих этих напряжений в этих двух областях канала дрейфа. Для уменьшения объема регистрируемых данных пошаговое изменение каждого из этих напряжений должно производится в сторону, сдвигающее сфокусированные ионы в сторону соответствующего электрода. Для средней части канала дрейфа (322) это внешний электрод (32), для конечной части канала дрейфа (323) - внутренний (31). Напряжение перестает меняться, когда ионный ток по всем выбранным ионам становится нулевым. Регистрация прекращается, когда первое напряжение достигает значения, при котором такой «полный» ионный ток исчезает при начальном значении всех остальных напряжений. Шаги изменения напряжений выбираются такими, чтобы наблюдаемые пики градиентов изменения ионного тока для калибровочных соединений содержали не менее 3-4 значений над шумовым уровнем для каждого напряжения. Формализм анализа четырехмерных данных в данном методе принципиально не отличается от двумерного случая. Только суммирование в приведенных выше формулах, описывающих селективную цифровую фильтрацию, должно быть распространено на две дополнительные координаты, и массивы градиентов Gдолжны получить еще две размерности: G, а величина n, указывающая компоненты градиента, должна уже иметь 4 возможных значения: 1, 2, 3 и 4. Как можно ожидать, разделительная способность метода в этом случае должна многократно возрасти, правда, при значительном увеличении времени анализа, т.к. необходимо будет регистрировать значительно большие объемы данных.
nklij
n
Возможен упрощенный вариант рассматриваемого метода, когда регистрируются полные потоки ионов без их масс-анализа, например, с помощью электрометрического усилителя, подключенного к выходному электроду. В этом случае на основе регистрации четырехмерного массива этих полных ионных токов возможен поиск целевых соединений на основе специфического варианта описанного выше метода селективной цифровой фильтрации. Массивы градиентов полного ионного тока G отличаются от вышеописанного случая отсутствием первого индекса µ, и цифровой фильтр для этого варианта будет иметь 4 компонента: F и воздействовать на компоненты градиента полного ионного тока, а не вычислять линейные комбинации величин, связанных с интенсивностями масс-спектральных пиков с выбранными значениями m/z=µ. Если условия измерений достаточно хорошо стандартизованы, то компоненты градиента полного ионного тока в точке максимума модуля градиента могут в рассматриваемом случае в какой-то степени характеризовать исследуемые соединения и быть использованы для селективной цифровой фильтрации вместо интенсивностей выбранных пиков ионов-продуктов или изотопных пиков, как было описано выше. Критерии выбора эффективного фильтра и обнаружения целевого соединения здесь могут быть такими же, как и для случая использования изотопных пиков, т.к. близость положений максимума модуля градиента и направлений этого градиента для близких изомеров целевого соединения весьма вероятны в этом случае.
Уровни обнаружения целевых соединений и качество результатов описанного анализа будут определяться во многом эффективностью транспорта ионов в конце СПИП. Ионы (312), сфокусированные около центрального электрода (31) при достижении его области закругления (324), увлекаются электрическим полем, создаваемым разностями потенциалов между полусферической поверхностью (324) центрального электрода (31), выходным электродом (33), секцией (323) внешнего электрода и левым кончиком капилляра (34). В данном случае выходной электрод (33) является плоским в отличие от СПИП работы [23]. При наличии сходящегося электрического поля, движущего ионы (312) к левому кончику капилляра (34), нет необходимости фокусировать ионы в середине промежутка (324)-(33) переменным полем дисперсии, в результате чего, как отмечено в работе [24], между выходным отверстием СПИП (4) и центральным электродом (1) могла создаваться ионная ловушка. Для предотвращения дрейфа ионов на выходной электрод (33) между ним, центральным электродом (1) и капилляром (34) создаются постоянные разности потенциалов, движущие ионы к капилляру (34). Малая часть (314) газового потока (315) входит внутрь капилляра (34) и вместе с электрическим полем увлекает туда же и ионы (312). На выходе из капилляра (34) образуется сверхзвуковой газовый поток (35), содержащий ионы, который через входную диафрагму (36) поступает внутрь масс-спектрометрической системы, описанной в нашей заявке на патент РФ [27]. Основная часть (313) газового потока (315) через зазоры между выходным электродом (33) и секцией (323) уходит в систему откачки (328) через дозирующий вентиль (327), служащий для регулирования давления газа внутри канала дрейфа (37) СПИП. Поток газов известного состава (310) через дозирующий вентиль (371) напускается внутрь СПИП для поддержания стабильного состава буферного газа внутри СПИП. Для предотвращения усиления поля на острых кромках секции (323) ее края вблизи электрода (33) закруглены. Изоляторы (331) и (325) позволяют иметь внешнюю поверхность СПИП (326) заземленной.
В некоторых случаях напряженность электрического поля вблизи входного отверстия (343) капилляра (34) может быть достаточной для диссоциации исследуемых ионов либо за счет столкновений с атомами или молекулами газа, либо с поверхностью капилляра вблизи его входного отверстия (343). Для концентрирования силовых линий этого поля ближе к входному отверстию (343) капилляра внешний край входного среза капилляра закругляется (341). Для предотвращения гибели анализируемых ионов на кончике капилляра (34) этот кончик покрывается диэлектрической пленкой толщиной менее 1 мкм и заряжается малыми ионами того же знака, что и анализируемые ионы. Для возможности диссоциации ионов при столкновении с поверхностью упомянутая диэлектрическая пленка вблизи входного отверстия капилляра удаляется шлифованием, таким образом кольцо между окружностью (347) и краем (342) входного отверстия (343) будет доступно для столкновений с ионами. Наличие или отсутствие этого кольца около входного отверстия (343) капилляра (34) может позволить различить процессы диссоциации, индуцированные столкновениями внутри потока и на поверхности капилляра (34).
При СПИП, открытом для прохождения малых ионов, поступающих из внешнего источника в избыточном количестве, производится зарядка этой диэлектрической пленки на поверхности проводящего капилляра (34). В процессе зарядки должно наблюдаться увеличение потока регистрируемых ионов. Зарядка прекращается, когда этот поток перестает заметно расти. На рис.5 приведены результаты расчета электрического потенциала вблизи проводящей поверхности, покрытой заряженной диэлектрической пленкой толщиной 0,1 мкм при равномерном (в узлах квадратной сетки) расположении зарядов для трех значений шага сетки: 51-(10 нм), 52-(20 нм), 53-(30 нм). Точка расчета (54) была взята в центре между зарядами. При расчете потенциалов предполагалось для каждого заряда на поверхности диэлектрика (56)образование виртуального заряда изображения противоположного знака в толще проводника (55). Соответствующие потенциалы получались суммированием потенциалов от этих пар разноименных зарядов. Полученные величины потенциалов будут предотвращать гибель ионов на внешней стороне капилляра (34), движущихся в газе с относительно небольшими энергиями на уровне единиц эВ. Адсорбцию и гибель ионов внутри капилляра (34) предполагается снижать нагревом капилляра (34) через внешнюю обмотку (38), что является обычным для систем напуска ионов в газовом потоке через капилляр в вакуумную часть масс-спектрометра.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Горшков М.П. Патент СССР 966583// Б.И. - 1982. - №38. (M.P.Gorshkov. Patent USSR, #966583 (1982)).
2. Буряков И.А., Крылов Е.В., Солдатов В.П. Патент РФ №1485808, МКИ G01N 27/62. Способ анализа микропримесей в газах.// Заявл. 30.03.87. - Опубл.08.02.89.
3. Буряков И.А., Крылов Е.В., Макась А.Л., Назаров Э.Г., Первухин В.В., Расулев У.Х. Разделение ионов по подвижности в сильных переменных электрических полях.// Письма в ЖТФ. - 1991. - Т. 17, - №12. - с.60-65.
4. Буряков И.А., Крылов Е.В., Макась А.Л., Назаров Э.Г., Первухин В.В., Расулев У.Х. Дрейф-спектрометр для контроля следовых количеств аминов в атмосфере воздуха.// ЖАХ. - 1993. - Т. 48, - №1, - с.156-165.
5. Krylov E.V. A method of reducing diffusion losses in a drift spectrometer.// Tech. Phys. - 44(1999), - p.113.
6. Barnes W. S., Martin D. W., McDaniel, E. W. Mass Spectrographic Identification of the Ion Observed in Hydrogen Mobility Experiments. Physical Review Letters, 6 (3), p.110-111, Feb 1961.
7. Young, et al., J. Chem. Phys., 1970, 53, 4295.
8. Carnahan B.L., Tarassov A.S. US Patent #5420424.// 1995 (Ion Mobility Spectrometer).
9. Kudryavtsev A., Makas A., Ion Focussing in Ion Mobility Spectrometer (IMIS) with Non-Uniform Electric Fields: Fundamental Considerations.// Int. J.Jon Mobility Spectrometry. - 4(2), - (2001)", - P.117-120.
10. Guevremont R., Purves R.W., Atmospheric Pressure Ion Focussing in a High-Field Asymmetric Waveform Ion Mobility Spectrometer.//Rev. Sci. Instrum. - 70, - 1999, - p.1370-1383.
11. Handy R., Barnett D.A., Purves R.W., Horlick G., Guevremont R., Determinationof nanomolar levels of perchlorate in water by ESI-FAIMS-MS//J. Anal. At. Spectrom. - 15(2000), - p.907-911.
12. Разников B.B., Ивашин СВ., Зеленов В.В., Апарина Е.В., Савенков Г.Н. Охлаждение ионов в сверхзвуковом газовом потоке как основа создания компактных эффективных приборов для мониторинга загрязнений окружающей среды. Известия Академии Наук «Энергетика» №5, стр.140-155, 2007.
13. Raznikov V.V, Schultz J.A., Egan T.F., Ugarov M.V., Tempez A., Savenkov G.N., Zelenov V.V. United States Patent 7482582, January 27, 2009. Multi-Beam Ion Mobility Time-of-Flight Mass Spectrometry with Multi-Channel Data Recording.
14. Raznikov V.V., Zelenov V.V., Aparina E.V., Ivashin S.V., Savenkov G.N., Ugarov M., Tempez A., Schultz J.A. Ion cooling in adiabatic gas flow and their reflecting from coated charged conducting surface as a new way for inserting mobility separated ions into orthogonal injection TOFMS. 17-я Международная Конференция по Масс-спектрометрии, г. Прага, Чехия, 27 августа - 1 сентября 2006 года.
15. Schultz J.A., Raznikov V.V., Egan T.F., Ugarov M.V., Tempez A., Raznikova M.O., Zelenov V.V., Pikhtelev A.R., Vaughn V. United States Patent 7547878, June 16, 2009. Neutral/Ion Reactor in Adiabatic Supersonic Gas Flow for Ion Mobility Time-Of-Flight Mass Spectrometry (аналог).
16. Разников B.B., Ивашин С.В., Зеленов В.В., Апарина Е.В., Савенков Г.Н., Пихтелев А.Р., Разникова М.О., Угаров М.В., Шульц Дж.А. Моделирование динамики ионов под действием электрических полей и газовых потоков и новые возможности время-пролетных масс-спектрометров с ортогональным вводом. 2-я Всероссийская конференция с международным участием «Масс-спектрометрия и ее прикладные проблемы» Москва, сентябрь 2007 г.
17. Eiceman G.A., Nazarov E.G., Miller R.A., A Micro-Machined Ion Mobility Spectrometer-Mass Spectrometer.//Int. J.Ion Mobility Spectrometry- 3 (1) (2001), - p.15-27. (аналог).
18. Purves R.W., Guevremont R., Electrospray Ionization High-Field Asymmetric Waveform Ion Mobility Spectrometry-Mass Spectrometry.// Anal. Chem. - 71 (1999), - p.2346-2357. (аналог).
19. Shvartsburg A.A., Tang K., Smith R.D. Modelling the Resolution and Sensitivity of FAIMS Analyses.// J. Am. Soc. Mass Spectrom. - 2004, - 15, - p/1487-1498.
20. Shvartsburg A.A., Tang K., Smith R.D. FAIMS Operation for Realistic Gas Flow Profile and Asymmetric Waveforms Including Electronic Noise and Ripple.// J. Am. Soc. Mass Spectrom. - 2005, -16, - p.1447-1455.
21. Tang K., Shvartsburg A.A., Smith R.D. United States Patent 7148474, December 12, 2006. Device for two-dimensional gas-phase separation and characterization of ion mixtures.
22. Tang K., Shvartsburg A.A., Smith R.D. US Patent Application 20100207022, August 19, 2010. Platform for field asymmetric waveform ion mobility spectrometry with ion propulsion modes employing gas flow and electric field.
23. Pervukhin V.V., Sheven D.G. Ion Peak Narrowing by Applying Additional AC Voltage (Ripple Voltage) to FAIMS Outlet Electrode.// J Am Soc Mass Spectrom. - 2010. - V. 21. - P. 47-52 (прототип).
24. Первухин В.В., Шевень Д.Г. Исследование методов подавления влияния облака зарядов в спектрометре приращения ионной подвижности как способа увеличения его чувствительности.// ЖТФ. - 2008. - Т. 78, вып.1. - С.114-120.
25. Nikolaev E.N., Vedenov A. A. Application of effective potential approach to ion dynamics investigation in field asymmetric ion mobility spectrometry conditions. // Eur. J. Mass Specrom. - 2009. - V. 16. - p.343-348.
26. Krylov E., Nazarov E.G., Miller R.A., Tadjikov B. Eiceman G.A. Pressure effects in differential mobility spectrometry.// Anal. Chem. - 2006, - 78, - p.7697.
27. В.В.Разников, В.В.Зеленов, Е.В.Апарина, М.О.Разникова, А.Р.Пихтелев, И.В.Сулименков, А.В.Чудинов. Способ разделения ионов органических и биоорганических соединений в сверхзвуковом газовом потоке, предварительной регистрации и транспортировки этих ионов в последующий масс-анализатор. Заявка на патент РФ №2011119310, от 16.05.2011.
28. Schultz J.A.; Raznikov V. United States Patent 6992284 January 31,2006. Ion mobility TOF/MALDI/MS using drift cell alternating high and low electric field.
29. Разников B.B., Пихтелев A.P., Разникова M.O., Лобода А.В. Новые подходы к преобразованию и анализу масс-спектрометрической и хромато-масс-спектрометрической информации. Известия Академии Наук, Энергетика, №1, 1997, с.с. 87-106.
30. В.В.Разников, В.В.Зеленов, Е.В.Апарина, М.О.Разникова, А.Р.Пихтелев, И.В.Сулименков, А.В.Чудинов, Г.Н.Савенков, Л.А.Тихомиров. Способ структурно-химического анализа органических и биоорганических соединений на основе масс-спектрометрического и кинетического разделения ионов этих соединений. Патент РФ №2402099 с приоритетом от 14.07.2009 г. Выдан 20.10.2010 г.
31. Raznikov V.V., Kozlovsky V.I., Dodonov A.F., Raznikova M.O. "Heating of Ions Moving in a Gas Under the Influence of a Uniform and Constant Electric Field", Rapid Commun. Mass Spectrom. 13, 370-375, 1999.
32. Amirav A.; Danon A. United States Patent 5055677, October 8, 1991. Mass spectrometer method and apparatus for analyzing materials.
33. Amirav A.; Alon T. United States Patent 7345275, March 18, 2008. Mass spectrometric based method for sample identification.
34. Amirav A. United States Patent 7518103, April 14, 2009. Pulsed flow modulation gas chromatography mass spectrometry with supersonic molecular beams method and apparatus.
35. Fenn J. United States Patent 6297499, October 2, 2001. Method and apparatus for electrospray ionization (аналог).
36. Mason E.A., McDaniel E.W. Transport Properties of Ions in Gases// New York: Willey, - 1988, - p.558.
37. В.В.Разников, В.В.Зеленов, М.О.Разникова, А.Р.Пихтелев, И.В.Сулименков. Способ структурно-химического анализа органических и биоорганических соединений при разделении ионов этих соединений в сверхзвуковом газовом потоке, направленном вдоль линейной радиочастотной ловушки. Патент РФ №2420826 от 10.06.11.
38. http://trakonta.ax3.net/raz_a.html
39. Шевень Д.Г. Исследование влияния электрического поля, давления и геометрии ионного тракта на чувствительность и разрешающую способность тандема - спектрометр приращения ионной подвижности/масс-спектрометр Канд. дисс. ИНХ СО РАН, г.Новосибирск, 2011 г.
40. Завьялов Ю.С., Квасов Б.И., Мирошниченко В.Л. Методы сплайн-функций. - М.: Наука, 1980, 352 с.
41. В.В.Разников, А.Р.Пихтелев, М.О.Разникова. Анализ неполностью разрешенных масс-спектрометрических данных. Масс-спектрометрия 3(2), 2006, стр.113-130.
42. V.V.Raznikov, A.R.Pikhtelev, A.F.Dodonov, M.O.Raznikova A New Approach for Data Reduction and Evaluation in High Resolution Time-of-Flight Mass Spectrometry Using a Time-to-Digital- Converter Data Recording System. Rapid Commun. Mass Spectrom. 2001, 15, 570-578.
43. Д.М.Чернышев, И.С.Фролов, А.С.Фролов, М.С.Муханов, А.А.Сысоев. Измерения приведенной подвижности стандартных соединений спектрометром ионной подвижности высокого разрешения в удаленных лабораториях. Масс-спектрометрия 2010, 7, №4, 283-287.