СПОСОБ РАЗДЕЛЕНИЯ ИОНОВ ОРГАНИЧЕСКИХ И БИООРГАНИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЙ В СВЕРХЗВУКОВОМ ГАЗОВОМ ПОТОКЕ, ПРЕДВАРИТЕЛЬНОЙ РЕГИСТРАЦИИ И ТРАНСПОРТИРОВКИ ЭТИХ ИОНОВ В ПОСЛЕДУЮЩИЙ МАСС-АНАЛИЗАТОР
METHOD OF SEPARATING IONS OF ORGANIC AND BIOORGANIC COMPOUNDS IN SUPERSONIC GAS STREAM, PRE-DETECTION AND CONVEYANCE OF SAID IONS INTO SUBSEQUENT MASS ANALYSER

ОБЛАСТЬ ТЕХНИКИ, К КОТОРОЙ ОТНОСИТСЯ ИЗОБРЕТЕНИЕ
Изобретение относится к масс-спектрометрии, спектрометрии ионной подвижности в газах и исследованию структуры органических и биоорганических соединений с использованием электронной ионизации и ионно-молекулярных реакций. В частности, ниже описаны методы разделения ионов при варьировании энергии и потока ионизирующих электронов в источнике электронной ионизации, также при совместном действии электрических полей и газового потока в линейной радиочастотной ловушке. Ионы разделяются, таким образом, по величинам масс, зарядов, сечений ионизации или захвата медленных электронов, столкновений с атомами или молекулами газового потока, в том числе и метастабильно-возбужденными, и по степени устойчивости к процессам мономолекулярного распада. Анализ ионов-продуктов по отношениям массы к заряду может производиться с помощью времяпролетного масс-спектрометра с ортогональным вводом ионов (орто-ВПМС) либо на каком-либо другом масс-анализаторе, ортогонально сопряженном с линейной радиочастотной ловушкой. Именно такое ортогональное сопряжение позволяет существенно уменьшить проникновение загрязняющих примесей из газового потока внутрь масс-анализатора и заметно снизить давление остаточных газов в масс-анализаторе при заданной скорости откачки. «Ортогональный» вывод ионов из сверхзвукового потока электростатическим зеркалом также позволяет осуществить предварительный масс-анализ ионов, не попавших внутрь внешнего масс-анализатора.
Предлагающиеся подходы и методы полезны для качественного и/или количественного химического и биологического анализа.
УРОВЕНЬ ТЕХНИКИ
После разработки и создания в нашем институте первых времяпролетных масс-спектрометров с ортогональным вводом ионов (орто-ВПМС) [1, 2] приборы этого типа получили широкое распространение как при решении аналитических задач, так и при исследовании структуры биомолекул [3-5]. Удобство сочленения таких приборов, обладающих рекордным быстродействием среди всех известных типов масс-анализаторов, с различными устройствами получения и предварительного разделения ионов, производящими непрерывный или квазинепрерывный поток ионов, обусловило высокую эффективность и привлекательность таких сочетаний для решения разнообразных аналитических и структурных задач. В то же время существуют важные структурно-аналитические проблемы, для которых разделительная способность и «информационная производительность» известных приборных комплексов, включающих в свой состав орто-ВПМС, оказывается недостаточной. Преодоление этих ограничений возможно путем введения в масс-спектрометрический анализ дополнительных размерностей измерений. Такие размерности, например, могут быть связаны с контролируемыми изменениями потоков регистрируемых ионов при варьировании тока и энергии ионизирующих электронов, с подбором и сканированием управляющих электрических полей при наличии газовой струи вдоль первоначального направления движения ионов, что включает в себя, по-существу, специфическую реализацию разделения ионов по подвижности.
d
d
Спектрометр ионной подвижности обычно включает в себя источник ионизации, ячейку дрейфа и детектор ионов. Детектором ионов может быть, например, цилиндр Фарадея, электронный умножитель или масс-спектрометр. Спектрометр ионной подвижности (СИП) разделяет ионы по их подвижности в дрейфовом или 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 последующие столкновения 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 (E), где подвижность иона κ=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.
Разрешающая способность измерения подвижности ионов для однородного или квазиоднородного электрического поля увеличивается в первом приближении как квадратный корень из напряжения, приложенного вдоль ячейки подвижности для данного заряда иона. Казалось бы, что нет большой свободы увеличить разрешение. Однако ситуация может быть улучшена, если организовать дрейф ионов в газовом потоке под действием электрического поля, направленного против потока. Ионы двигаются против газового потока, только если напряженность поля больше, чем некоторая величина, определяемая их подвижностью. Ионы с более низкой подвижностью могут быть неподвижны или двигаться вместе с газовым потоком. В этом случае возникает возможность управления скоростью выхода ионов на детектор в отличие от классического СИП. Это приводит, во-первых, к повышению ожидаемой разрешенности спектров при сравнимых перепадах напряжения вдоль ячейки подвижности, хотя бы из-за меньшей трансляционной температуры ионов. Во-вторых, не накладывает серьезных ограничений на быстродействие детектора.
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 по 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 зарегистрировать 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.
В 2003 году Лобода (Патент США №6630662) [8] описал метод для улучшения разделения ионов по подвижности на основе баланса дрейфа иона, обусловленного влиянием постоянного электрического поля и противопотока газа. Используя этот баланс, ионы сначала накапливаются в радиочастотном фокусирующем устройстве, в частности в квадруполе, и затем, изменяя электрическое поле или газовый поток, ионы постепенно выводятся из квадруполя и поступают в масс-спектрометр. Такой тип накопления ионов ограничен сбором относительно небольшого количества ионов из-за эффекта пространственного заряда. Имеется также некоторое ограничение по диапазону отношений массы к заряду иона (m/z), поскольку радиочастотная фокусировка для данного радиочастотного напряжения имеет меньшую эффективность для больших ионов, которая не может быть сильно улучшена увеличением этого напряжения из-за возможности создания условий зажигания разряда при относительно высоком газовом давлении. При более низком давлении влияние газового потока на ионы меньше и могут быть достигнуты только менее эффективные накопление и разделение больших ионов. Значительное увеличение давления или плотности газового потока, также уменьшающее возможность зажигания разряда, тоже невозможно, т.к. в этом случае исчезает фокусирующая способность радиочастотного напряжения. По крайней мере по этим причинам этот метод имеет существенные ограничения по разрешению.
Разделение ионов при воздействии на них электрических полей и сверхзвукового газового потока, как предложено в нашем патенте РФ №2420826 от 10.06.2011 [41], свободно от этих недостатков. Рассматривая описанное в этой заявке устройство как прототип настоящего изобретения, можно отметить следующие основные отличительные моменты этих обоих случаев, связанные с наличием слабо расходящегося относительно плотного в приосевой области радиочастотного квадруполя газового потока и относительно малой остаточной плотности газа вне потока внутри квадруполя. Малая остаточная плотность газа вне потока позволяет с относительно высокой избирательностью включением резонансных и нерезонансных вращающих полей уводить избыточные ионы на стержни квадруполя, значительно уменьшая нежелательные эффекты накопления объемного заряда. Отсутствуют ограничения на использование достаточно высоких радиочастотных напряжений для фокусировки больших ионов, так как относительно высокая газовая плотность сосредоточена в узкой приосевой области, где квадрупольное поле мало. Относительно медленно убывающая плотность газового потока вдоль оси квадруполя позволяет заданием соответствующего постоянного квазиоднородного электрического поля, направленного против потока, «останавливать» анализируемые ионы в желаемом месте внутри квадруполя, так чтобы интенсивность потока этих ионов в орто-ВПМС или другой масс-анализатор соответствовала динамическому диапазону измерительной системы. Используя расталкивание относительно больших аналитических ионов малыми ионами, сфокусированными около оси квадруполя, а также зависящее от m/z смещение ионов от оси нерезонансным вращающим полем, можно обеспечить разделение ионов по m/z за счет различных смещений ионов противополем вдоль оси (из-за уменьшения плотности потока при удалении ионов от оси) наряду с разделением по подвижности. Это же управляемое смещение анализируемых ионов от оси позволяет использовать близкие к оптимальному значения напряженности противополя для получения достаточно высокой разрешенности пакетов ионов по подвижности с минимизацией эффектов объемного заряда анализируемых ионов. Относительно высокая плотность газового потока вблизи оси квадруполя позволяет, как описано в нашей заявке [41], эффективно осуществлять фрагментацию, индуцированную преимущественно однократными столкновениями выбранных ионов с атомами или молекулами газового потока, без организации специальной камеры столкновений. Существенно меньшие требования к мощности откачки в нашем случае для создания плотности газового потока вблизи оси квадруполя, сравнимой с плотностью потока в квадруполе, описанного в цитированном патенте Лободы, являются еще одним преимуществом предлагаемой системы и в настоящем изобретении.
Основных отличий настоящего изобретения от заявленного ранее аналога три. Первое состоит в варьировании потока и энергии ионизирующих электронов, позволяющих измерять кривые эффективного выхода анализируемых ионов и их ионов-продуктов, что приводит к дополнительному разделению исследуемых соединений и значительному увеличению получаемой информации об этих соединениях. Второе отличие - это установка двухсеточного электронного зеркала, расположенного под углом 45° к оси потока на выходе из квадруполя, которое выводит ионы из газового потока и направляет их перпендикулярно этому потоку в масс-анализатор. При этом основная часть газового потока свободно проходит через двухсеточное зеркало и направляется прямо в турбомолекулярный насос, эффективность работы которого из-за повышения локальной плотности газа существенно возрастает по сравнению с откачкой из области остаточной плотности газа. В этом случае устраняется также необходимость смещения направления оси газового потока от первоначальной оси ионно-оптической системы для вывода ионов из газового потока ускорением ионов вдоль этой оси. Третье отличие связано с предыдущим, так как вывод ионов из сверхзвукового потока электрическим полем в ортогональном направлении оказывается селективным по m/z ионов. Для времяпролетного масс-анализатора это является, с одной стороны, недостатком, поскольку сужает диапазон m/z одновременно регистрируемых масс-спектральных пиков. В то же время это позволяет организовать предварительный масс-анализ ионов, не попавших в масс-анализатор, увеличив динамический диапазон адекватно измеряемых ионных токов и давая возможность выбрать наиболее подходящие диапазоны m/z для более прецизионного масс-анализа. Еще одна особенность настоящего изобретения, которую можно воспринимать как вариант реализации, состоит в отсутствии запирающей диафрагмы, расположенной в середине квадруполя в случае предыдущей заявки [41]. Эта диафрагма позволяет осуществлять фрагментацию выбранных ионов их ускорением вдоль оси квадруполя в результате преимущественно однократных столкновений с атомами или молекулами в газовом потоке, но в тоже время уменьшает протяженность вдоль оси квадруполя, доступную для разделения ионов по подвижности приложением электрического поля, направленного против газового потока, что ограничивает достижимую разделенность ионов и увеличивает влияние объемного заряда накопленных ионов.
Одной из важных предпосылок для настоящего изобретения является создание нами ранее методики резонансного возбуждения вращения выбранных ионов вокруг оси радиочастотного квадруполя и осуществление фрагментации этих ионов за счет столкновений с молекулами буферного газа [9-11]. Эта методика была новой, ранее никем не предлагавшейся. В отличие от настоящего изобретения и предыдущей заявки возбуждение вращения ионов в этом случае производилось во время их движения вдоль квадруполя без приостановки этого движения. Это обеспечивало ограниченные возможности для проведения кинетических измерений и определяло относительно невысокую способность отстройки от сигналов мешающих ионов. Кроме этого, такой способ осуществления резонансного вращения накладывал очень жесткие требования на качество изготовления квадруполя: небольшие отклонения в диаметре стержней или в расстояниях между ними приводили к существенным потерям в разрешающей способности, которая в нашем случае оказывалась не более 100 при проведении реальных измерений.
В предлагаемом варианте облако ионов при резонансном возбуждении вращается в относительно узкой зоне по длине квадруполя (от нескольких мм до 1-2 см), при этом ионы совершают вдоль этой зоны квазихаотические колебания со средним временем прохождения этой зоны, сравнимым с периодом вращения и значительно меньшим характерного времени регистрации. Таким образом, неоднородности полей в значительной степени усредняются, и их влияние на ширину резонансных кривых ослабляется. В этом случае разрешающая способность резонансного возбуждения для заданных ионов и заданного буферного газа будет в основном определяться плотностью этого газа в области вращения. При разумном остаточном давлении в 0.1 мТорр для гелия ожидаемая массовая разрешающая способность на полувысоте пиков для органических ионов с массой около 1000 Да будет около или даже более 5000. Для других буферных газов разрешающая способность при заданном давлении газа изменяется обратно пропорционально корню квадратному из молекулярной массы.
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 орто-ВПМС с формирователем газового потока и секционированным радиочастотным квадруполем. Такая конфигурация интерфейса является новой. В основных чертах она описана в нашем патенте США №7,547,878 от 16 июня 2009 года [15]. В отличие от настоящего изобретения в этом квадруполе входная диафрагма является однослойной, и вместо двух независимых квазиоднородных продольных полей в левой и правой половинах внутри квадруполя создается параболическое распределение потенциала с минимумом, расположенным недалеко от начала квадруполя.
Программное обеспечение для анализа экспериментальных данных должно включать пакеты программ, реализующие в основных чертах разработанные нами оригинальные методы, описанные ранее [16-20, 29]. Среди этих методов наиболее важными являются:
1. Метод коррекции эффектов насыщения и «мертвого» времени при использовании время-цифрового преобразования для регистрации данных ВПМС [18, 29];
2. Метод выявления экспоненциальных вкладов в затухающий наведенный сигнал от распадающихся ионов [16, стр.192] с нахождением корней характеристического полинома с помощью процедуры, описанной в [20];
3. Метод выявления экспоненциальных вкладов в совокупности кривых ионного тока, развитый ранее для анализа множества эффузиометрических кривых [19].
Существующие методы реализации столкновительной диссоциации ионов или тандемной масс-спектрометрии (МС/МС) предполагают обычно предварительную изоляцию одного типа ионов при потере всех остальных, тем самым требуя использования большого объема исходного образца и больших временных затрат на проведение экспериментов. Одно из исключений представляет собой «многоотражательный» орто-ВПМС А.Н.Веренчикова [21], где из-за значительного увеличения эффективной длины дрейфа ионов и, следовательно, их времени пролета появляется возможность произвести столкновительную диссоциацию не одного, а нескольких типов выбранных ионов, достаточно далеко разнесенных по времени выхода (на время, большее времени дрейфа ионов во вторичном времяпролетном масс-спектрометре). Этот гораздо более технически сложный, чем в нашем случае, подход производит выделение первичных ионов для диссоциации только по m/z.
Определенные возможности для столкновительной диссоциации нескольких типов ионов в одном первичном пакете ионов обеспечивает сочетание спектрометра ионной подвижности (СИП) с ВПМС и особенно для ВПМС с ортогональным вводом ионов.
Shoff и Harden [22] были первыми в использовании СИП-МС в способе, подобном тандемной масс-спектрометрии (МС/МС) для исследования органических соединений. В этом способе спектрометр подвижности используется, чтобы изолировать исходный ион. Масс-спектрометр применяется для анализа ионов фрагментов, которые произведены фрагментацией, индуцированной столкновениями исходных ионов с атомами или молекулами буферного газа. Ниже эта специфическая техника функционирования СИП-МС упоминается как СИП/МС, или как СИП/ВПМС, если масс-спектрометр является времяпролетным масс-спектрометром. Другие предшествующие приборы и методы, использующие последовательный СИП/МС анализ были описаны в работах [23-25], но ни один из них не объединяет инструментальные усовершенствования, предложенные в данном изобретении. Вместе с методами «мягкой» ионизации при использовании источника электронной ионизации с варьированием потока и энергии ионизирующих электронов и повышением чувствительности, полученными с помощью газодинамического интерфейса, раскрытыми здесь, СИП/МС системы и соответствующие методы настоящего изобретения предлагают существенные аналитические преимущества перед предшествующей техникой, особенно для анализа высокомолекулярных соединений, таких как биомолекулы.
Возможный подход, снижающий потери исходных ионов, описан в заявке А.В.Лободы №20070120053 на патент США [26]. В этой заявке предлагается после накопления ионов в квадруполе при давлении буферного газа около 0.1 Торр осуществлять дипольное возбуждение колебаний ионов с выбранным m/z, так чтобы эти ионы в плоскости дипольного возбуждения в среднем достаточно далеко отклонялись от оси квадруполя. Во время такого возбуждения или после его окончания создается линейно изменяющееся вдоль квадруполя постоянное во времени квадрупольное поле. Потенциалы этого поля выбираются такими, чтобы в плоскости возбуждения колебаний выбранных ионов создавать в среднем электрическое поле, двигающее ионы к выходу из квадруполя (на оси квадруполя такое поле равно нулю, а в перпендикулярной плоскости оно двигает ионы в противоположном направлении). В этом случае невозбужденные ионы, имеющие в среднем меньшее отклонение от оси квадруполя в этой плоскости, будут менее подвержены влиянию этого вытягивающего поля. Таким образом, интересующий пакет ионов может быть передвинут в камеру столкновений, а остальные ионы останутся в накопительном квадруполе. После завершения работы с первым пакетом аналогичным образом в камеру столкновений может быть доставлен следующий пакет. Такой подход достаточно интересен и, по-видимому, будет работать. Однако его разрешающая способность должна быть достаточно низкой (вряд ли она будет более 10) по нескольким причинам. Главная из них - это достаточно высокая плотность буферного газа, необходимая для захвата ионов в ловушку. Таким образом, передаваемые в камеру столкновений пакеты ионов будут содержать множество ионов в достаточно широком диапазоне масс, и для проведения столкновительной диссоциации «индивидуальных» ионов все остальные ионы из этого пакета должны быть удалены. Относительно большая плотность газа в радиочастотном мультиполе при накоплении ионов в существующих системах приводит либо к невысокой избирательности ионов при их изоляции, либо требует дополнительного времени на скачивание "лишнего" газа. Другое возможное решение - это создание сложных многотамбурных систем, где функции накопления, изоляции и столкновительной диссоциации выполняются в разных частях системы с сильно различающимися плотностями буферного газа. Такая конструкция приводит к дополнительным потерям ионов и удорожанию приборного комплекса. Именно такое построение и предлагается в только что описанной заявке на патент США [26].
Динамические методы захвата ионов в квадрупольную ловушку, когда обратный выход ионов запирается включением соответствующего потенциала до момента возврата запущенного пакета ионов от точки разворота, позволяют использовать только небольшую часть исходного потока ионов, если последующие манипуляции с ионами требуют относительно большого времени. Исходный поток ионов должен быть заперт на это время, и соответствующие ионы обычно теряются.
Использование резонансного вращательного движения ионов, так же как и их резонансных одномерных колебаний в радиочастотном квадруполе для устранения избыточных ионов, мешающих измерению менее интенсивных аналитических пиков или вызывающих явления насыщения в измерительной системе времяпролетного масс-спектрометра, описано в патентной заявке США №20080149825 Козловского В.И. и др. [27]. В нашем случае аналогичных целей можно добиться путем соответствующей резонансной раскрутки облаков анализируемых ионов, смещенных от оси квадруполя электростатическим полем ионов буферного газа, или включением нерезонансного вращающего поля в накопительной части радиочастотного квадруполя, что позволит повысить избирательность такого устранения при наличии существенного газового потока вдоль оси квадруполя. Резонансная раскрутка вокруг оси квадруполя при сравнительно небольшой напряженности вращающего поля будет уводить анализируемые ионы на стержни квадруполя. Таким образом, при отсутствии заметного влияния объемного заряда ионов возможно контролируемое уменьшение количества выбранных ионов вне газового потока, где давление буферного газа существенно меньше, чем внутри потока, при сохранении этих ионов внутри потока.
Серьезной проблемой сочетания разделения ионов по подвижности с времяпролетным анализатором является обеспечение высокой трансмиссии ионов через дрейфовую трубу в ВПМС. Одно из возможных решений было предложено нами в патенте США №6,992,284 [28], где приведен достаточно подробный обзор работ по разделению ионов по подвижности. В патенте №6,992,284 речь идет об использовании в дрейфовой трубе при давлении буферного газа в несколько Торр последовательности чередующихся участков сильного и слабого полей 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 [46].
Расталкивание ионов, накопленных в линейной радиочастотной ловушке, и связанное с этим явление стратификации облаков ионов с различными m/z вокруг оси ловушки, рассматривалось в ряде работ [31,32]. Это явление связано с уменьшением фокусирующей способности эффективного потенциала радиочастотного квадрупольного поля при увеличении m/z ионов. Уравнивание сил электростатического отталкивания ионов с меньшими m/z, сфокусированными вокруг оси квадруполя, с направленным к оси квадруполя сжимающим влиянием квадрупольного радиочастотного поля приводит к образованию относительно узких круговых в поперечном сечении облаков ионов. Расстояние между этими облаками и осью квадруполя возрастает с увеличением m/z ионов, образующих эти облака. При наличии газового потока вдоль оси квадруполя достаточно большая плотность «малых» ионов вокруг оси квадруполя может вытолкнуть из зоны газового потока относительно «большие» анализируемые ионы, тем самым выполнить функцию их нерезонансного вращения, что лежит в основе нашего Патента РФ №2402099 oт 20 октября 2010 г. [33]. Если в случае вращения ионы сфокусированы в плоскости вращения в относительно небольшое пятно, вращающееся вокруг оси квадруполя, то электростатическое расталкивание приводит к более или менее равномерному распределению ионов вдоль некоторой окружности с центром на оси квадруполя. Это даст возможность эффективно работать с большим числом накопленных ионов, чем в случае нерезонансного вращения. Это может быть важным преимуществом при анализе многокомпонентных смесей.
В 1991 году Amirav и Danon (Патент США №5 055 677) [35] описали метод и устройство для анализа образцов, включающего в себя формирование и ввод в вакуумную камеру масс-спектрометра сверхзвукового молекулярного пучка газа-носителя в смеси с образцом материала для анализа, ионизацию материала в сверхзвуковом молекулярном пучке, разделение ионов согласно их отношению массы к заряду m/z и регистрацию разделенных по m/z ионов анализируемого материала. Ионы 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 ионизацией и квадрупольным масс-спектрометром. Обсуждены преимущества использования сверхзвукового газового потока или молекулярного пучка для анализа химических веществ как нейтральных примесей к этому газовому потоку. Описано электростатическое зеркало, расположенное под углом 45° к направлению газового потока, для направления ионов ортогонально к потоку газа с отстройкой 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 настоящем изобретении мы предполагаем использовать вместо сплошной пластины вторую сетку. Это позволит беспрепятственно 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, отражающее поле создается сежду сеткой и пластиной, тогда как в нашем случае отражающий потенциал подается на первую по отношению к поступающим ионам сетку, и отражение ионов происходит без захода в область между сетками. Это позволит уменьшить дополнительную расходимость отраженных ионов, которая в первом случае может быть значительной из-за ионов, прошедших вблизи проволочек сетки.
Приведенные масс-спектры 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 - достигается 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.) [36, 37]. Во всех этих системах использовалась классическая схема формирования сверхзвукового потока (сопло-скиммер) и нигде не предпринималось попыток предварительного разделения ионов или организации их диссоциации, индуцированной столкновениями. 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 с длиной 180 мм и внутренним диаметром 0,6 мм при сопряжении электроспрейного ионного источника с квадрупольным масс-спектрометром описано Дж.Феном (J.Fenn) в Патенте США №6297499 от 2 октября 2001 г. [38]. Здесь также никакого предварительного разделения или фрагментации ионов перед масс-анализатором не предусматривалось. В нашем случае мы при проведении экспериментальных измерений использовали для формирования сверхзвукового потока металлический капилляр примерно десятикратно меньших длины и площади поперечного сечения, и давление газа в камере на входе в капилляр было существенно ниже атмосферного (более чем в 20 раз).
Альтернативный к столкновительной диссоциации ионов метод электрон-захватной диссоциации [49] в настоящее время реализован фактически только в масс-спектрометрах ионно-циклотронного резонанса, несмотря на предложения использовать высокоэффективные ионные источники электронной ионизации с фокусировкой ионов потоком электронов [50] и фокусировать электроны внутри радиочастотной ловушки магнитным полем [51]. В нашем случае многозарядные ионы биомолекул движутся внутри узконаправленного сверхзвукового газового потока через высокоэффективный ионный источник [52] с энергетическим разбросом электронов, близким к температурному (около 0,1 эВ). Эти ионы не требуют дополнительной фокусировки и, по крайней мере, при наличии достаточно большого числа зарядов и относительно малой энергии электронов должны иметь высокую вероятность захватить электрон и дать ионы-продукты электрон-захватной диссоциации.
Ионные источники этого типа [52] использовались нами ранее и используются до сих пор при проведении кинетических исследований, в частности, при получении высокоточных термохимичесих данных на основе регистрации кривых эффективности ионизации [40]. Для компенсации расталкивания потока электронов, контролируемого задания их энергии в области ионизации и эффективного вывода образующихся ионов в ионном источнике установлено 6 сеток поперек потока электронов. Наличие сеток при малой энергии электронов может иметь еще больший сжимающий эффект, чем для относительно быстрых электронов, поскольку кроме чисто электростатических сил на движущиеся поперек проволочек сетки электроны будет действовать эффективная сила, подобно фокусирующей силе, действующей на ионы в радиочастотном квадруполе. Для ионов этот эффект наблюдался экспериментально [53]. Электроны будут в этом случае выталкиваться в сторону меньшей напряженности поля от проволочек. Сила такого выталкивания обратно пропорциональна энергии электронов. Таким образом, можно ожидать достижения достаточно больших потоков медленных электронов, которые могут создаваться рассматриваемым источником [52] в области ионизации. Проведенные испытания этого источника показали, что токи электронов, более 0,1 мА при средней энергии электронов (потенциале области ионизации), близкой к 0, достигаются и являются вполне стабильными.
В Патенте США №7397029 от 8 июля 2008 г., В.Д.Беркута и В.М.Дорошенко [45], описан способ возбуждения фрагментации ионов метастабильно возбужденными частицами (атомами или молекулами). Выделение исходных ионов производится с помощью первичного масс-спектрометра, при этом они накапливаются в трехмерной или линейной ионной ловушке или движутся в транспортном мультиполе. Предусмотрена возможность дополнительного возбуждения исходных ионов или ионов-продуктов приложением переменного электрического поля с получением вторичных ионов-продуктов за счет столкновительной активации. Все эти получающиеся ионы регистрируются вторичным масс-спектрометром. Метастабильные атомы и молекулы предполагается получать с помощью газового разряда. Их ввод внутрь ионной ловушки предполагается производить по направлению, перпендикулярному оси ловушки.
Действующая система, реализующая такой подход, описана в [44, 45]. Приведены экспериментальные данные, демонстрирующие ожидаемые зависимости интенсивностей потоков исходных ионов и ионов-продуктов взаимодействия с метастабильными атомами благородных газов при изменении времени нахождения исходных ионов в линейной квадрупольной ловушке при воздействии постоянного потока метастабильных атомов.
В нашем случае метастабильные атомы или молекулы получаются в ионном источнике электронной ионизации в сверхзвуковом газовом потоке, и их плотность в потоке и распределение по энергиям возбуждения может регулироваться изменением потока или энергии ионизирующих электронов. Разделение первичных исследуемых ионов производится как по величинам m/z и подвижностей ионов, так и по степени устойчивости к фрагментации «остановленных» в линейной ионной ловушке ионов для выбранных значений энергии ионизирующих электронов. Фрагментация первичных ионов организуется совместным действием с контролируемыми вкладами столкновениями с метастабильными частицами и с атомами и молекулами сверхзвукового потока и остаточного газа. При этом энергия основных компонент газового потока может изменяться заданием температуры капилляра формирования потока. Получение вторичных ионов-продуктов возможно в нашем случае в результате многократных столкновений первичных ионов-продуктов с атомами или молекулами газа при возбуждении резонансного вращения ионов в области вне сверхзвукового потока.
РАСКРЫТИЕ ИЗОБРЕТЕНИЯ
Особенностями одной из возможных реализаций предлагаемых методов являются:
При давлении буферного газа (гелий, аргон, азот, другие газы или смесь газов) порядка нескольких Торр или десятков Торр на входе и менее мТорр на выходе из цилиндрического канала формируется узконаправленный газовый поток. Относительно малая примесь анализируемой пробы в потоке буферного газа транспортируется в виде сфокусированного молекулярного пучка в ионный источник электронной ионизации.
Вторая возможность формирования потока исследуемых ионов - это транспортировка ионов, в том числе и многозарядных ионов биомолекул, из источника с электрораспылением или из иного источника, работающего при повышенном давлении вплоть до атмосферного, с их фокусировкой системой апертурных диафрагм на вход канала формирования газового потока. Для минимизации потерь ионов внутри канала производится его подогрев - это один из стандартных способов передачи ионов из источника с электрораспылением в область относительно низкого давления на входе в масс-спектрометр.
Ионизация газов в молекулярном пучке производится в источнике электронной ионизации с изменяемой энергией ионизации, позволяя регистрировать кривые эффективного выхода ионов и осуществлять ионизацию целевых анализируемых соединений в оптимальных условиях. При наличии в потоке многозарядных ионов биомолекул, например, из электроспрейного источника возможен захват медленных электронов с последующими процессами диссоциации.
Сечения столкновения и захвата медленных электронов многозарядными положительными ионами пропорциональны квадрату заряда иона, и могут для ионов биомолекул в сотни, тысячи и даже в десятки тысяч раз превышать газокинетические сечения ионов. При оптимальном подборе энергии электронов по крайней мере для достаточно больших многозарядных ионов возможно создание таких токов электронов в источнике, при которых большая часть исходного потока ионов будет преобразована в ионы-продукты, в основном продукты электронного захвата и диссоциации. Так как время прохождения облака электронов (при его фиксированных размерах) для ионов в потоке газа будет постоянным, то при увеличении плотности облака будет уменьшаться доля исходных ионов, прошедших без изменения через это облако. Это уменьшение будет носить для каждого вида ионов экспоненциальный характер в зависимости от плотности облака электронов, и в показатель экспоненты будет входить сечение захвата электрона при его заданной энергии данным видом ионов. Поскольку расталкивание электронов затрудняет контролируемое увеличение плотности электронного облака при возрастании тока электронов в источнике, то его эффективную относительную плотность можно будет измерять, через изменение потока относительно малых ионов из внешнего источника (из специально добавляемых соединений), убыль которых (или появление ионов-продуктов от них) будет носить практически линейный характер (от увеличения эффективной плотности электронного облака) в используемом диапазоне электронных токов. Либо это могут быть относительно большие многозарядные ионы, и тогда оценка эффективной плотности электронного облака будет производиться через отрицательный логарифм измеряемого ионного тока этих ионов при изменении электронного тока источника. Такую оценку для краткости мы далее называем эффективным электронным током.
Потоки ионов-продуктов из исследуемых ионов, получаемых при захвате одного электрона, будут описываться (как показано ниже) произведениями эффективного электронного тока на те же экспоненты, что и потоки исходных ионов. Ионы-продукты, получившиеся при захвате двух электронов в качестве предэкспоненциального множителя, будут иметь квадрат эффективного электронного тока. Ионы-продукты k-го уровня (при захвате k электронов этим множителем) будут иметь k-ю степень эффективного электронного тока. Исходя из таких представлений, сигналы, соответствующие разным видам ионов, поступающих в источник электронной ионизации, могут быть разделены и идентифицированы методами, которые описаны ниже.
Накопление, предварительное (или дополнительное) разделение, управляемая фрагментация и фокусировка ионов могут осуществляться в секционированном радиочастотном квадруполе, ось которого совпадает с осью газового потока. Для накопления и удержания ионов в середине квадруполя в его начальной области заданием соответствующих напряжений на секциях стержней квадруполя создается относительно слабое квазиоднородное электрическое поле, ускоряющее или замедляющее ионы в различных режимах работы. Поле между входной диафрагмой и первой секцией квадруполя существенно сильнее и направлено внутрь квадруполя. Оно имеет достаточную напряженность для обеспечения потенциального барьера, препятствующего нейтрализации ионов на внутренней поверхности входной диафрагмы. Входная диафрагма квадруполя является многослойной с чередующимися проводящими и диэлектрическими слоями, позволяющими создавать достаточно сильное поле внутри отверстия диафрагмы, способное остановить ионы, движущиеся внутри газового потока. В то же время внешние проводящие слои диафрагмы позволяют организовать желаемое распределение электрического потенциала вне диафрагмы.
В режиме положительных ионов ионы буферного газа можно получить при повышенной энергии ионизирующих электронов в ионном источнике с электронной ионизацией. Увеличения их плотности в первой половине квадруполя можно добиться увеличением амплитуды радиочастотного напряжения между стержнями второй половины квадруполя. При этом на ионы действует тормозящий эффективный потенциал, градиент которого направлен вдоль оси квадруполя навстречу газовому потоку и препятствует прохождению малых ионов во вторую половину квадруполя. Кроме того, радиочастотное поле во второй половине квадруполя таково, что малые ионы газового потока теряют устойчивость движения в этой половине квадруполя и гибнут на его стержнях. Если энергия ионизации анализируемых нейтральных примесей в газовом потоке меньше энергии ионизации буферного газа, то в плотном облаке ионов буферного газа нейтральные примеси будут ионизоваться за счет перезарядки, и это может существенно повысить чувствительность анализа. Изменением тока электронов в источнике электронной ионизации можно изменять линейную плотность ионов буферного газа в первой половине квадруполя, что при постоянном радиочастотном напряжении квадруполя будет приводить к изменению радиуса жгута этих ионов вокруг оси квадруполя. В результате будет изменяться поток анализируемых ионов, получающихся за счет перезарядки. Проведенный анализ показывает, что ожидаемая зависимость этого потока от тока электронов должна быть близкой к экспоненциальной зависимости, приближающейся к медленно растущей линейной функции. Показатели для различных соединений могут быть различными, и на этой основе сигналы от соответствующих ионов могут быть разделены. При необходимости от этих процессов внутри квадруполя можно избавиться, например, увеличением напряженности радиочастотного поля в первой половине квадруполя, так чтобы легкие ионы буферного газа теряли устойчивость движения в квадруполе и гибли на его стержнях в самом его начале.
При отсутствии ионов буферного газа и продольного электрического поля в квадруполе, направленного против газового потока, который далее называется противополем, орто-ВПМС или другим масс-анализатором, сопряженным с квадруполем, может быть зарегистрирована серия обзорных масс-спектров исследуемой газовой смеси при изменении энергии ионизирующих электронов с выбранным шагом и выбраны интервалы энергий электронов и m/z ионов для дальнейшего анализа. Т.к. процессы ионизации атомов и молекул имеют пороговый характер, то стартовые положения значимых ионных токов, особенно если произвести коррекцию кривых эффективного выхода ионов, устраняющую уширяющее влияние энергетического распределения ионизирующих электронов [40], будут дополнительным параметром, характеризующим исследуемые соединения.
Следует ожидать, что кривые эффективного выхода ионов при отсутствии процессов перезарядки на ионах буферного газа будут исчезать и при достаточно больших энергиях ионизации. Это связано с тем, что из-за влияния объемного заряда поток первичных ионов из источника электронной ионизации при увеличении энергии электронов не может все время возрастать и по крайней мере должен запределиваться. Поток же метастабильных (долгоживущих электронно-возбужденных атомов и молекул буферного газа или осколков этих молекул) будет все время расти с увеличением энергии электронов (по крайней мере для энергий, реализуемых в ионном источнике), т.к. в этом случае возрастает число и энергия возбуждаемых ридберговских состояний атома или молекулы, переходящих в конечном итоге в долгоживущие метастабильные состояния. Эти метастабильные частицы, обладающие много большей поляризуемостью, чем исходные невозбужденные атомы или молекулы, будут иметь большое сечение столкновений с ионами в газовом потоке. Передавая им свой электрон или энергию, они будут приводить к гибели исходных ионов, и при достаточной плотности этих метастабильных частиц ионный поток исходных ионов может вообще исчезнуть.
Для ионов с выбранным значением m/z, таким образом, существует и может быть выбрана при данном токе электронов в источнике величина их энергии, при которой интенсивность пика этих ионов является максимальной. При превышении динамического диапазона системы регистрации эта интенсивность может быть уменьшена за счет уменьшения электронного тока. И наоборот, при относительно малой интенсивности интересующего пика она может быть увеличена в некоторых пределах за счет увеличения тока электронов.
Созданием и постепенным усилением продольного электрического поля, направленного против газового потока, увеличивается время движения ионов в потоке и тем самым вероятность их гибели при столкновениях с метастабильно возбужденными атомами или молекулами газового потока, и тем самым интенсивность пика рассматриваемых ионов будет уменьшаться. При этом в силу ланжевеновского характера столкновений (поляризуемость метастабильно возбужденнных частиц много больше, чем для невозбужденных) частота столкновений исследуемых ионов и метастабильных частиц при заданных их плотностях в потоке при изменении скорости иона практически меняться не будет.
Уменьшение интенсивности будет зависеть от уменьшения дрейфовой скорости данных ионов при воздействии противополя и от вероятности гибели данных ионов при столкновении их с метастабильными частицами. Следует ожидать, что эта вероятность для разных ионов может быть разной, даже если они не будут значимо различаться по m/z и по подвижности (передача энергии от метастбильной частицы иону необязательно означает его гибель или изменение m/z). В этом случае скорости изменения интенсивностей пиков ионов при изменении плотности метастабильных частиц могут быть разными для разных типов ионов, и на этой основе возможно дополнительное разделение ионов подобно тому, что возникает при захвате электронов большими многозарядными ионами и что было описано выше. В настоящем случае также возможно образование ионов-продуктов, если в результате взамодействия с метастабильной частицей происходит диссоциация при сохранении заряда, хотя бы одним осколком исходного иона. Следует заметить, однако, что в этом случае могут быть зарегистрированы последующим масс-анализатором только те ионы-продукты, подвижность которых не сильно меньше подвижности исходных ионов, иначе они будут останавливаться противополем или двигаться в противоположном направлении. Для контроля и компенсации эффектов, связанных с накоплением зарядов при уменьшении скорости движения ионов при увеличении противополя, здесь также могут быть использованы измерения гибели некоторых известных соединений ионов, специально добавленных в анализируемую смесь.
Кардинальное уменьшение гибели анализируемых ионов из-за соударений с метастабильными частицами может быть достигнуто возбуждением вращения ионов вокруг оси газового потока. Для того чтобы обеспечить эффективный вывод ионов из приосевой области потока и предотвратить их гибель на стержнях квадруполя при выходе из потока частота вращения должна быть досточно сильно сдвинута от резонансной частоты для данных ионов. При сдвиге частоты в низкочастотную область ионы с большими m/z, чем для анализируемых ионов, будут иметь радиусы вращения, большие, чем анализируемые ионы. Они будут сильнее сдвигаться противополем, чем анализируемые ионы, которые хотя бы частично было бы желательно пропускать в масс-анализатор, и по крайней мере некоторые из этих больших ионов могут накапливаться в квадруполе для дальнейшего анализа. Анализируемые ионы и при наличии вращающего поля могут быть исследованы аналогично тому, как это было только что описано для случая отсутствия такого поля. При этом после включения и подбора амплитуды дополнительного резонансного вращающего поля эти ионы будут проходить через относительную плотную часть газового потока и подвергаться воздействию метастабильных частиц, с эффективным временем контакта, различным для ионов с отличающейся подвижностью. В отличие от случая отсутствия вращения ионов данная ситуация более благоприятна для регистрации малых ионов-продуктов, так как они более сильно будут прижиматься к оси квадруполя радиочастотным полем, чем исходные ионы, и под действием более плотного газового потока будут выводиться для регистрации из квадруполя.
Для предотвращения нежелательных эффектов накопления объемного заряда наиболее интенсивные потоки ионов, особенно те из них, которые не представляют интереса для исследования, должны быть по возможности уменьшены. Ионы с m/z, меньшими анализируемых, повышением амплитуды радиочастотного поля могут быть выведены из условий устойчивости движения в квадруполе и рекомбинированы на его стержнях (если нет намерения регистрировать ионы-продукты с малыми m/z). Большие ионы могут быть элиминированы включением резонансных вращающих полей для ионов с соответствующими m/z. Эти поля при надлежащем подборе их напряженности могут обеспечить желаемую скорость гибели выбранных групп ионов, если они оказались в зоне остаточной плотности буферного газа.
Для выведения ионов из газового потока после квадруполя устанавливается двухсеточное электростатическое зеркало под углом около 45° к оси потока. При этом практически весь газовый поток проходит прямо сквозь зеркало и поступает во входную апертуру откачки. Сетки имеют одинаковые линейные размеры, расстояние между сетками равно расстоянию между соседними проволочками в сетках. При угле расположения сеток относительно оси потока газа и ионов в 45° практически не происходит дополнительного рассеяния атомов или молекул газа в потоке на проволочках второй сетки. Отражающий потенциал подается на первую по отношению к поступающим ионам сетку, и отражение ионов происходит без их захода в область между сетками. Это позволяет уменьшить дополнительную расходимость отраженных ионов, которая в альтернативном случае может быть значительной из-за ионов, прошедших вблизи проволочек сетки. Это может сказаться, например, на разрешающей способности времяпролетного масс-анализатора или на его чувствительности в том случае, если более высокая разрешенность достигается обрезанием исходного пучка ионов. Наличие второй сетки с потенциалом, равным по величине и противоположным по знаку потенциалу первой сетки, ограничивает область полевого воздействия на ионы со стороны зеркала относительно узкой зоной их отражения и не искажает существенно траектории ионов на достаточном удалении от зеркала. Для более надежного экранирования полей, создаваемых зеркалом, это зеркало может быть помещено внутрь проводящей камеры с одним входным отверстием и двумя выходными для газового потока и для ионов. Потенциал такой камеры может регулироваться для обеспечения оптимального значения энергии ионов, поступающих в масс-анализатор.
Как следует из результатов численного моделирования, при заданных потенциалах на сетках зеркала в том случае, если ионы движутся со скоростью газового потока, будет происходить их пространственное разделение по m/z. Поэтому внутрь ортогонально сопряженного масс-анализатора будут попадать ионы достаточно ограниченного диапазона m/z. В связи с этим предлагается производить предварительный масс-анализ ионов, «ортогонально» выталкиваемых из газового потока, с тем чтобы выбрать нужные диапазоны m/z для измерений на более прецизионном масс-анализаторе. Как показывает компьютерное моделирование, ионы, отраженные от электростатического зеркала, с m/z меньшими тех, которые проходят в масс-анализатор, гибнут на стенке камеры рядом с входным отверстием масс-анализатора на различных удалениях от него в зависимости от m/z. Для обеспечения большого динамического диапазона и скорости измерений может быть организована многоканальная регистрация. Один из каналов регистрации, использующий цилиндр Фарадея и электрометрический усилитель, будет в состоянии регистрировать наиболее интенсивные ионные токи в диапазоне от долей пкА до нескольких нА. Остальные каналы на базе вторично-электронного умножения с помощью микроканальных пластин позволят эффективно регистрировать примерно в 1000 раз меньшие ионные токи. Ступенчатым или непрерывным изменением напряженности отражающего поля может быть осуществлена регистрация ионов в любом желаемом диапазоне m/z.
Кроме определения масс ионов, движущихся с потоком и не попадающих в масс-анализатор, таким способом оказывается возможным оценить плотность газового потока в конце квадруполя, если приложить небольшое противополе во второй половине квадруполя и определить кажущиеся массы известных ионов, которые будут зависеть от скорости движения ионов в квадруполе. Уменьшение этой скорости в рассматриваемом случае будет определяться ланжевеновским коэффициентом подвижности, которое практически одинаково для всех достаточно больших ионов. При дальнейшем увеличении противополя возможна оценка подвижности ионов, которая в этом случае будет зависеть от структуры иона.
КРАТКОЕ ОПИСАНИЕ ИЛЛЮСТРАЦИЙ
Для более полного понимания настоящего изобретения последующее описание соотнесено с соответствующими иллюстрациями, на которых:
Рис.1. Общая схема газодинамического интерфейса орто-ВПМС для предварительного разделения и регистрации ионов.
Рис.2. Иллюстрация к процессам транспортировки «остановленных» в квадруполе ионов перед выходной диафрагмой.
Рис.3. Схема поперечного сечения области накопления ионов в случае расталкивания больших ионов малыми ионами, сфокусированными вокруг оси квадруполя.
Рис.4. Расчетные резонансные кривые для осциллирующих ионов для двух значений плотности газа.
Рис.5. Схема поперечного сечения области накопления ионов в случае отклонения больших ионов от оси квадруполя нерезонансным вращающим полем.
Рис.6. Смоделированные кривые «ортогонального» отражения ионов из потока аргона двухсеточным зеркалом для напряжений на сетках от ±1 В до ±1,5 В, описывающие положение точки прихода иона на плоскость регистрации с нулевым потенциалом в зависимости от m/z в атомных единицах.
14
15
+
-4
Рис.7. Зарегистрированные поперечные распределения потоков ионов NN при напуске потока воздуха через канал (2) рис.1 (круглые точки) и через боковое отверстие (квадраты) при одинаковом фоновом давлении в квадруполе 1,1·10 Торр без радиочастотного напряжения в квадруполе (10) и при включенных напряжениях фокусировки ионов на входе в орто-ВПМС. Аппроксимация распределения для потока через канал (2) дает оценку положению центра и диаметра газового потока на плоскости входной щели орто-ВПМС.
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 нашем патенте США №7,482,582 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 нашем патенте США №7,547,878 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 описано в наших патентах РФ №2402099 от 20.10.2010 г. [33] и №2420826 от 10.06.2011 [41], различающихся разделением ионов на базе баланса между смещением ионов под действием сверхзвукового потока и их дрейфом под влиянием противоположно направленного электрического поля и намеренным использованием расталкивающего влияния более легких ионов, локализованных около оси квадруполя во втором случае.
Особенностью предлагаемого метода в отличие от упомянутых патентов США является не выделение ионов из потока гелия с ионами из ячейки подвижности, а так же как в патентах РФ [33, 41] намеренное формирование газового потока, схематически показанное на РИС.1, из буферного газа (1), предпочтительно более тяжелого, чем гелий, поступающего из камеры (3) внутрь цилиндрического канала (2). Поток атмосферного воздуха или другой газовой смеси, содержащий микропримеси и основные компоненты, непосредственно или после обогащения, например, путем адсорбции-десорбции на подходящем носителе вводится внутрь потока (1) или альтернативно ионы органических или биоорганических соединений из электроспрейного источника или других источников вводятся внутрь канала (2) вместе с потоком (1) системой фокусирующих электродов, не показанных на РИС.1. С целью предотвращения адсорбции ионов биомолекул на внутренней стенке канала (2) осуществляется его подогрев током через обмотку (4). Откачка газов, поступающих с потоком (1), осуществляется насосом (39). Ось потока направлена внутрь насоса (39) так, что лишь незначительная его часть поступает в следующую ступень дифференциальной откачки орто-ВПМС или другого последующего масс-анализатора, вход в который расположен ортогонально оси потока. Образование такой относительно плотной и мало расходящейся газовой струи аргона с малыми примесями подтверждается полученными нами экспериментальными данными, часть из которых приведена в нашем патенте РФ №2420826 от 10.06.2011 г. [41].
В этом году было проведено сравнительное исследование двух способов напуска атмосферного воздуха внутрь газодинамического интерфейса, отличающегося от описываемого в настоящем изобретении соосным сопряжением с времяпролетным масс-анализатором и наличием бокового отверстия ввода воздуха в интерфейс. Полученные многочисленные экспериментальные данные демонстрируют большие расхождения между результатами бокового ввода и ввода через канал (2) одного и того же потока воздуха. Данные, допускающие количественную интерпретацию, подтверждают образование относительно плотного, мало расходящегося потока при вводе воздуха через канал (2).
14
15
+
-4
На рис.7 показаны зарегистрированные поперечные распределения ионов NN круглыми точками (701) для ввода через канал (2) с величиной потока 1.08 sccm (куб.см при атм давлении и комн. температуре) и квадратами (704) для бокового ввода. В обоих случаях обеспечивалось одинаковое давление остаточных газов в квадруполе 1,1·10 Торр. Данные регистрировались при движении щели шириной 1 мм вдоль короткой стороны (шириной 2 мм) прямоугольной диафрагмы (707) на входе орто-ВПМС высотой 3 мм. Радиочастотное напряжение в квадруполе (10), рис.1, при этом было выключено, а фокусирующие напряжения на входной линзе орто-ВПМС были включены. Адекватную аппроксимацию зарегистрированных данных удалось получить только при эффективной ширине пропускания ионов щелью менее 0,1 мм (кривая (702) получена для значения 0,01 мм) в предположении исходного нормального распределения плотности зарегистрированных ионов по двум координатам в плоскости диафрагмы (707). Таким образом, аппроксимация данных (704) является фактически гауссовой кривой (705) со стандартным отклонением 0,35 мм. Для данных (701) гауссова кривая со стандартным отклонением 0,45 мм является адекватной только для правой части распределения, начиная с точки (710). Продолженная пунктиром левее точки (710) эта гауссова кривая (703) сильно отклоняется от измеренных значений (711).
Хорошей аппроксимации всех измеренных значений для потока через канал (2) удалось достичь в предположении нормального распределения плотности регистрируемых ионов со ст. откл. 0,4 мм вдоль длинной стороны диафрагмы и 0,45 мм - вдоль короткой, с центром распределения в центре диафрагмы. При этом кривая аппроксимации (702) получалась путем интегрирования плотности регистрируемых ионов вдоль вертикальных отрезков, таких как (708) для максимального значения кривой (702). Эти вертикальные отрезки прерывались при пересечении окружности, изображающей границу газового потока (706), и для интегрирования оставались части этих отрезков (709) вне потока. Подбором локализации центра круга (706) - сдвиг влево от максимума (702) на 1,4 мм и его диаметра (2,4 мм) - была достигнута аппроксимация (702). Близкое описание для тех же условий измерения было получено при аппроксимации распределений и других ионов: изотопов кислорода,  и аргона.
Полученные результаты позволяют сделать следующие выводы. Практически «нулевая» эффективная ширина щели для регистрации ионов, по-видимому, означает, что направление движения ионов на выходе из квадруполя (10) отклоняется от входной ионно-оптической системы орто-ВПМС, так чтобы для возможности регистрации ионы должны изменить траекторию своего движения, и это изменение происходит вблизи острого края диафрагмы. Это означает, что в существующей конструкции сопряжения газодинамического интерфейса с орто-ВПМС реально регистрируется только очень малая доля ионов, проходящих через приемную щель.
Положение газового потока оказалось достаточно сильно сдвинутым относительно оси входной ионно-оптической системы орто-ВПМС, так что внутрь орто-ВПМС имеет шансы попасть лишь относительно малая часть потока. Найденная оценка радиуса потока (706) примерно в три раза превышает найденную ранее оценку среднеквадратичного радиуса потока аргона (0,4 мм). Такое «увеличение» оправдано с одной строны возрастанием расхождения потока азота по сравнению с потоком аргона примерно на 20% при заданной температуре в потоке. С другой стороны, граница нормального распределения - величина довольно условная. Плотность потока достаточна для того, чтобы малые ионы, находящиеся внутри потока, не могли под действием продольного электрического поля напряженностью несколько В/см приобрести энергию, необходимую для прохождения фокусирующей линзы и регистрации в орто-ВПМС, и этим в данном случае определяется граница потока (706). Удивительно, что она оказалась такой резкой. Еще более проблематичным представляется вывод из потока достаточно больших аналитических ионов продольным электрическим полем. Именно поэтому и возникла необходимость ортогонального вывода ионов из потока, что и является одним из основных предметов настоящего изобретения.
Вывод ионов (40) из газовой струи в предлагаемой конструкции и их направление в последующий масс-анализатор производится двухсеточным электростатическим зеркалом (41-42), расположенным под углом 45° к оси потока (5). Расстояние между сетками (41) и (42) выбирается равным шагу сетки (расстоянию между проволочками). В этом случае атомы и молекулы потока (23), прошедшие между проволочками первой сетки (41), имеют высокую вероятность пройти и через вторую сетку (42). Запирающий потенциал (для положительных ионов +V) подается на первую сетку (41), а альтернативный потенциал (-V) прикладывается к второй сетке (42). В этом случае относительно короткодействующее отталкивающее поле (43) будет производить поворот траектории ионов (32), изначально движущихся вместе с газовым потоком, примерно на 90° для заданного диапазона m/z. При этом рассеяние ионов будет существенно уменьшено по сравнению с их отклонением полем между сетками (41) и (42), так как ионам не придется проходить вблизи проволочек сетки (41). Для ограничения области распространения поля, поворачивающего ионы, и задания их оптимальной энергии для входа во времяпролетный масс-анализатор двухсеточное зеркало помещается внутрь камеры (21) с соответствующими входным и выходными отверстиями для ввода и вывода газового потока и ионов. Потенциал этой камеры должен быть задан таким, чтобы обеспечить оптимальное значение энергии ионов, поступающих в масс-анализатор.
3
Как показывает соответствующее моделирование с использованием пакета Simion [46] при заданных потенциалах на зеркале (41)-(42) и при скорости иона, совпадающей со скоростью газовой струи (5), реально попадать внутрь ортогонально сопряженного масс-анализатора в потоке (40) будут ионы достаточно ограниченного диапазона m/z. На рис.6 приведены зависимости от m/z координаты положения иона при пересечении им горизонтальной плоскости внутри камеры (21), параллельной оси потока (38) и сдвинутой от этой оси на 0,5 см. Эти результаты моделирования были получены для струи аргона с нормальным распределением плотности со стандартным отклонением 0,5 мм по каждой координате в плоскости, ортогональной оси (38). Скорость струи предполагалась равной среднеквадратичной тепловой скорости аргона при комнатной температуре 428 м/сек, плотность атомов в потоке соответствовала величине потока в наших экспериментах с потоком аргона - 0,75 sccm (0,75 см в минуту при нормальном давлении и комнатной температуре). Сетки зеркала (41)-(42) были расположены на расстоянии 0,5 мм друг от друга, расстояния между проволочками сеток тоже - 0,5 мм. Приведены 6 кривых (601)-(606) для напряжений на сетках (41) и (42) от ±1 В до ±1,5 В с шагом 0,1 В. Сетки (41) и (42) расположены внутри проводящей камеры (21) длиной 30 мм и шириной 10 мм. Расчет полей проводился для плоской геометрии электродов.
f
Из кривых (601)-(606) можно заключить, что внутрь входной щели масс-анализатора, например, шириной 3 мм на расстояниии от 25 мм до 28 мм от начала камеры в этот масс-анализатор будут проходить ионы с диапазоном m/z шириной от 400 до 500 атомных единиц. Для ионов с меньшими m/z (44) можно проводить автономную регистрацию с помощью цилиндра Фарадея (46) и электрометрического усилителя или с помощью микроканальных пластин (МКП) (37). Кривые (601)-(606) демонстрируют наличие максимумов для ортогонально отраженных ионов по отношению к их направлению движения в потоке, что означает некоторую фокусировку таких ионов. Относительно большой диапазон m/z ионов, которые могут быть зарегистрированы ортогонально сопряженным масс-анализатором, а также относительно большая крутизна кривых (601)-(606) по сравнению с отклонением ионов однородным электрическим полем, ортогональным оси газового потока, в области относительно малых m/z являются преимуществами зеркала (41)-(42). Второе свойство является важным для обеспечения достаточно высокой разрешенности сигналов от ионов при их автономной регистрации при относительно небольших смещениях вдоль МКП регистрации (37). Использование заранее рассчитанных кривых типа (601)-(606) для вычисления m/z ионов и оценки их скорости не является сильно обременительным. Подбором напряженности отражающего поля (43) ионы с заданным отношением массы к заряду могут быть направлены в желаемое место МКП регистрации (37), (46). При этом может быть получена оценка скорости потока. Приложением продольного поля (30) во второй половине квадруполя может быть изменена скорость движения ионов. При относительно небольших полях это изменение будет определяться в основном поляризационным или Ланжевеновским взаимодействием иона и атомов или молекул газа и при достаточно больших массах иона будет практически одинаковым для различных ионов [47]. Поскольку отличие скорости движения иона от V может быть скомпенсировано для регистрации тех же самых ионов изменением напряженности поля (43), то появляется возможность измерения скорости ионов и, следовательно, оценки плотности газа в струе (5) при выходе из квадруполя, поскольку подвижность иона обратно пропорциональна этой плотности. При достаточно больших полях (30) подвижность иона будет зависеть от его природы и через измерение его скорости при известной плотности газа в потоке при отсутствии наложений от других ионов может быть получена оценка этой подвижности. Если же, например, в первой части квадруполя подбором радиочастотного и вращающих напряжений элиминированы все ионы, кроме ионов с выбранным значением m/z, то возможно разделение этих ионов по подвижности измерением их скорости движения в потоке при заданном значении продольного электрического поля. Направление поля против потока более эффективно в этом случае.
Для обеспечения большого динамического диапазона и скорости измерений может быть организована многоканальная регистрация. Один из каналов регистрации, использующий цилиндр Фарадея (46) и электрометрический усилитель, будет в состоянии регистрировать наиболее интенсивные ионные токи в диапазоне от долей пкА до нескольких нА. Остальные каналы на базе вторично-электронного умножения с помощью микроканальных пластин (37) с разделенными анодами (36) позволят эффективно регистрировать примерно в 1000 раз меньшие ионные токи. Ступенчатым или непрерывным изменением напряжения на зеркале (41)-(42), создающем отражающее поле (43), может быть осуществлена регистрация ионов в любом желаемом диапазоне m/z.
6
2
Газовая струя (5), содержащая (при проведении аналитических измерений) небольшую примесь анализируемой газовой смеси либо ионы органических или биоорганических соединений, поступает в источник ионов с электронной ионизацией (6) с изменяемой энергией ионизирующих электронов. Для уменьшения разброса по энергии электронов источник снабжен катодом (18), например, из LaB с косвенным подогревом (22). Путем выбора соответствующей энергии электронов и состава газовой смеси могут быть реализованы различные режимы ионизации, в результате которых происходит в конечном итоге либо образование положительных (или отрицательных) ионов анализируемых соединений, либо преобразование ионов, поступающих из других источников. Так, например, при энергии электронов, превышающих порог ионизации атомов или молекул буферного газа, основными первичными ионами будут ионы этого газа - основного компонента в струе (5). Поскольку потенциалы ионизации органических соединений обычно меньше, чем потенциал ионизации атомов или молекул буферного газа, таких как Ar или N, то при столкновениях соответствующих молекул с ионами буферного газа будет происходить передача заряда на эти молекулы, и значительная доля этих молекул будет ионизована.
В отличие от упомянутого нашего патента РФ [33] входная диафрагма так же, как и в заявке [41], является многослойной, состоящей из проводящих (8) и диэлектрических (9) слоев. Минимальное число проводящих слоев, как показано на РИС.1, равно четырем. Функционально эта диафрагма предназначена для создания достаточно сильных полей внутри отверстия диафрагмы, позволяющих не пропустить ионы через входную диафрагму (8)-(9), когда это необходимо. Внешние проводящие слои диафрагмы используются для создания желаемых электрических полей вне этой диафрагмы, в частности для фокусировки входящих ионов (28) и для запрещения обратного выхода ионов после прохождения входной диафрагмы (29). Поле (34) однослойной выходной диафрагмы (14) предназначено для вывода ионов из квадруполя (10) в тех случаях, когда эти ионы не могут пройти диафрагму (14) под действием поля (30) и потока (5).
Секционирование стержней квадруполя (10) по всей его длине и отдельные цепи питания для левой и правой половин квадруполя позволяют оптимальным образом создавать радиочастотное и продольные электрические поля (13) и (30) в этих двух частях квадруполя для обеспечения эффективной фокусировки, накопления и разделения анализируемых ионов.
Предварительная регистрация всех ионов, проходящих через выходую диафрагму (14) при отсутствии дополнительных электрических полей внутри квадруполя кроме радиочастотного фокусирующего напряжения и фокусирующих полей входной и выходной диафрагм, даст информацию о возможном наличии интересующих ионов в анализируемой смеси и диапазонах m/z ионов, подлежащих детальному исследованию, а также о мешающих интенсивных пиках, удаление или ослабление которых было бы полезно при проведении анализа. При этом для эффективной регистрации ионов относительно больших m/z может потребоваться увеличение радиочастотного напряжения, при котором ионы буферного газа могут потерять устойчивость движения и будут рекомбинировать на стержнях квадруполя. Это же может произойти и с другими ионами с относительно малыми m/z.
На этом этапе производится выбор режима работы источника электронной ионизации (6). Для многозарядных ионов биомолекул, поступающих в потоке (5) из внешнего электроспрейного или иного источника, энергия электронов может быть выбрана достаточно малой для осуществления процессов захвата и диссоциации исследуемых ионов за счет энергии, выделяемой при рекомбинации электрона с положительно заряженными функциональными группами биомолекулы.
e
Сечение захвата электрона многозарядным ионом σ должно быть обратно пропорционально квадрату энергии электрона и прямо пропорционально квадрату заряда иона, т.к. захват может произойти, если энергия электростатического притяжения будет не меньше кинетической энергии иона. При энергиях электрона около 0,1 эВ и при суммарном положительном заряде иона 10 и более такое сечение может превышать  Это точно справедливо для плотных сред (радиус Онзагера для захвата теплового электрона однозарядным ионом -  а сечение захвата около  [54], стр.83). В нашем случае недостаточно плотная «среда» поляризованных атомов буферного газа в поле многозарядного иона, находящегося внутри газового потока, может несколько уменьшить это сечение. Примем для последующих оценок величину сечения захвата электрона таким ионом равной
2
14
-2
-1
-10
2
4
При минимальном электронном токе 10 мкА нашего источника электронной ионизации и площади катода 0,5 см плотность потока электронов будет около 1,2·10 смсек. Через площадь 10 см в 1 секунду будут проходить 1,2·10 электронов. Ионы, движущиеся вместе с потоком (для потока аргона со скоростью примерно 400 м/сек), будут проходить область ионизации (1 см) за ~25 мксек. Таким образом, вероятность захвата электрона таким ионом будет ~0,3. Увеличивая ток электронов источника (максимально в ~50 раз), можно легко получить практически полное участие исходных ионов в захвате электронов. При максимальном токе электронов нашего источника 0,5 мА меньше миллионной доли исходных ионов останутся незатронутыми этим процессом.
Захват электрона чаще всего должен приводить к гибели исходного иона либо за счет уменьшения заряда либо диссоциации, либо того и другого одновременно. Вероятность протекания процесса по каждому из возможных каналов является функцией пространственной структуры иона и расположения зарядов на нем, и для разных ионов может быть различной. Отсутствие гибели скорее всего означает упругое рассеяние почти захваченного электрона на периферийных атомах иона, если его кинетическая энергия достаточна, чтобы покинуть ион. Если произошла заметная потеря набранной в поле иона энергии электрона, то оставшейся энергии электрону может не хватить покинуть ион, и ему придется снова вернуться к остову иона. Такие отскоки и возвраты могут происходить многократно, пока не произойдет рекомбинация электрона с некоторым зарядом иона, либо диссоциация иона без рекомбинации. Небольшая потеря энергии электрона может, в принципе, быть компенсирована за счет внутренней перестройки иона.
e
0
e
e
f
e
e
f
Однако для больших ионов, движущихся внутри сверхзвукового потока, их внутренняя энергия должна быть достаточно мала, чтобы без больших потерь энергии электрона произошла структурная перестройка иона. Таким образом, столкновение электрона с ионом с выбросом электрона без гибели иона должно происходить достаточно быстро, так что возможным захватом второго электрона в течение этого времени можно с хорошей точностью пренебречь. Поэтому можно считать гибель иона процессом первого порядка по плотности потока электронов i, что приведет к экспоненциальному убыванию числа выживших ионов (N при начальном значении N) в зависимости от плотности потока электронов после прохождения ионного источника в течение времени t, равного отношению ширины облака электронов L к скорости движения ионов вместе с потоком V (t=L/V):
d
e
e
e
f
d
Это также является следствием того, что поток событий: захват электрона с последующей гибелью иона является формально пуассоновским процессом, когда вероятность отсутствия событий равна exp(-λ), где λ=PσiL/V - среднее число событий, в данном случае среднее число захватов ионом электрона, умноженное на вероятность гибели иона P при таком захвате.
e
e
e
f
e
e
e
Если бы расталкиванием электронов в источнике можно было бы пренебречь, то λ было бы пропорционально электронному току, т.к. в этом случае плотность потока электронов пропорциональна электронному току. В реальных условиях измерений для оценки относительных изменений плотности потока электронов достаточно использовать калибровочные измерения выживания известных ионов при изменении электронного тока и на этом основании оценивать относительную величину фактора электронного захвата: F=i·L/V ~ -1n(J*(I)/J*(0)). Здесь J*(0) - величина калибровочного ионного тока при выключенном источнике электронной ионизации, a J*(I) - та же величина при токе электронов источника - I.
i
e
i
i
e
i
Зависимость от этого фактора регистрируемого потока выживших ионов каждого вида будет экспоненциальной: J(F)=J(0)exp(-DF), где D - фактор гибели ионов. Если ионов с данным регистрируемым m/z несколько видов, то поток выживших ионов в зависимости от фактора электронного захвата будет суммой нескольких экспонент, и если их удастся разделить, то тем самым будет получено дополнительное разделение ионов по величинам их факторов гибели. Этому разделению может способствовать измерение кривых образования/выживания ионов-продуктов, получившихся в результате электронного захвата исходными ионами.
В соответствии с распределением Пуассона регистрируемый поток ионов-продуктов, получившихся в результате захвата одного электрона исходными ионами данного вида будет пропорционален произведению фактора электронного захвата на долю выживших исходных ионов рассматриваемого вида: . Такая зависимость должна возникнуть независимо от того, образовались ли эти ионы внутри электронного облака или после выхода из него. Если ионы-продукты первого порядка образовались внутри облака электронов, то их суммарная вероятность захвата электрона на оставшемся пути до выхода из облака будет не больше, чем вероятность захвата второго электрона исходным ионом на этом пути. Это следствие невозрастания суммарного заряда ионов-продуктов и разделения этого суммарного заряда между ионами-продуктами. Поскольку сумма квадратов неотрицательных слагаемых не может быть больше квадрата суммы, то суммарное сечение захвата электрона (пропорциональное квадрату заряда) ионами-продуктами не может превысить этого сечения у исходного иона. Таким образом, дополнительной гибели ионов-продуктов за счет захвата электронов кроме описанной затухающей экспонентой в выражении  не будет.
Для ионов-продуктов, получившихся в результате захвата двух электронов, должна возникнуть квадратичная зависимость от фактора электронного захвата: . В главном это должно иметь место независимо от того, был ли этот ион-продукт получен сразу из исходного иона или последовательно был сначала получен ион-продукт одного электронного захвата, а затем из него в результате нового захвата электрона получился этот ион-продукт второго уровня. Небольшие отклонения от этого закона возможны, если сечение захвата второго электрона при захваченном первом станет больше сечения захвата первого электрона. Такое событие возможно, но вряд ли достаточно вероятно. С одной стороны, при захвате электрона положительным ионом сумарный заряд иона станет на единицу меньше и сечение захвата второго электрона должно было бы уменьшиться из-за этого. Однако наличие первого электрона, слабосвязанного с ионом, может помочь второму подлетающему электрону легче потерять свою кинетическую энергию и перейти на связанную с ионом орбиту. Значимость этого фактора при увеличении размера и заряда иона будет уменьшаться, поэтому для достаточно больших ионов сечение захвата второго электрона должно быть меньше, чем первого. При этом степень такого уменьшения тоже должна уменьшаться с размером иона. Даже если заметное увеличение сечения второго захвата и будет иметь место, это в основном должно проявиться в пропорциональном увеличении выхода ионов-продуктов второго уровня. Если все же нелинейные эффекты будут заметны, их можно ослабить уменьшением диапазона возрастания электронного тока. При относительно малом электронном токе ионы-продукты второго уровня могут стать незначимыми (сравнимыми с уровнем фона).
Точно также для всех ионов-продуктов последующих уровней, получающихся в результате захвата k электронов исходными ионами рассматриваемого типа, в основном должны наблюдаться зависимости вида: . Таким образом, критерием наблюдения чистого иона-продукта k-го уровня будет экспоненциальное затухание частного , и показатель экспоненты будет характеризовать происхождение этого иона-продукта, а фактор А - значимость соответствующего канала диссоциации. Нахождение таких продуктов и оценка показателей соответствующих экспонент вычислением по методу наименьших квадратов угловых коэффициентов линейных зависимостей:  может позволить в благоприятных случаях выявить все экспоненциальные вклады в наблюдаемые кривые выживания ионов и соотнести все исходные ионы и ионы-продукты решением соответствующих систем нормальных линейных уравнений, обеспечивающих наилучшую в среднеквадратичном аппроксимацию этих наблюдаемых кривых линейными комбинациями экспонент с полиномиальными множителями. При необходимости может быть осуществлено разложение наблюдаемых кривых выживания при наличии вкладов нескольких экспонент с неизвестными показателями и с несколькими степенными множителями перед ними.
Такое разложение может быть основано на аналогии дифференциальных и конечно-разностных уравнений с постоянными коэффициентами, имеющими совпадающие наборы фундаментальных решений, которые могут состоять из экспонент, умноженных на степенные множители. Как известно, нахождение таких фундаментальных решений сводится к нахождению корней соответствующего характеристического уравнения. Каждому простому корню уравнения соответствует экспонента, а корням уравнения с кратностью k соответствуют экспоненты со степенными множителями в степенях от 0 до k-1.
Эта аналогия была использована нами при построении эффективного алгоритма нахождения реперных пиков в масс-спектре высокого разрешения магнитного статического масс-спектрометра для выяснения вопроса, для каких форм закона развертки имеет место точное линейное предсказание времени очередного реперного пика по временам выхода предыдущих реперных пиков [30, 16]. При этом выяснилось, что формализм характеристического уравнения остается справедливым и для неравноотстоящих по независимой переменной измерений.
e
В данном случае это важно, так как величины фактора электронного захвата  даже при равноступенчатом возрастании электронного тока на величину ΔI необязательно будут равноотстоящими из-за различного расталкивания облака электронов. Характеристическое уравнение в этом случае эквивалентно требованию точного линейного предсказания значения экспоненциальной функции по предыдущим измерениям:
a
k
e
q
где коэффициенты  могут быть получены из требования минимума суммы квадратов расхождений таких предсказаний для площадей всех наблюдаемых пиков, содержащих исходные ионы и соответствующие им ионы-продукты J(F(k)):
e
k
a
Для того чтобы найти оптимальное число коэффициентов такого предсказания n, можно поступить следующим образом. При каждом значении F(k) регистрируем не один, а два масс-спектра. По первым масс-спектрам с постепенно увеличивающимися значениями n, начиная с n=2, определяем коэффициенты  решением системы уравнений (53). По вторым масс-спектрам определяем средний квадрат расхождений линейного предсказания для найденного набора коэффициентов. В качестве оптимального берем такое n, которое обеспечивает минимум этого среднего квадрата расхождений. После этого суммируем все пары масс-спектров и окончательные коэффициенты линейного прогноза  определяем решением системы (53) для этих суммарных масс-спектров.
Изменяя α с достаточно малым шагом в диапазоне ожидаемых значений, находим точки наилучшего выполнения уравнения (52) с коэффициентами  (локальные минимумы отклонений от линейного предсказания). Для выяснения кратности возможных корней около найденных минимумов проверяем справедливость дифференцированного по α последовательное число раз уравнения (52) для всех подозреваемых корнями точек. Отбираем среди всех тестированных результатов линейного предсказания n наилучших с учетом кратности. Тем самым получаем оценки корней уравнения (52) с их кратностями.
s
r
e
m
e
m
e
m
e
e
m
e
Для каждого отсчета измеренного потока ионов j(F(k)) при изменении электронного тока или фактора электронного захвата составляем систему нормальных линейных уравнений из требования наилучшей аппроксимации наблюдаемой зависимости линейной комбинацией соответствующих экспонент с полиномиальными множителями. Найденные коэффициенты разложения рассматриваемой совокупности данных по всем использованным базисным функциям (сами экспоненты и их произведения на степени фактора электронного захвата) дадут масс-спектры исходных ионов (коэффициенты перед экспонентами exp(-αF(k)), где α - найденные корни характеристического уравнения (52)). Масс-спектры соответствующих ионов-продуктов первого порядка - это коэффициенты перед F(k)exp(-αF(k)). Возможно также будут получены масс-спектры ионов-продуктов и других порядков (r) как коэффициенты перед [F(k)]exp(-αF(k)).
3
6
2
Альтернативная возможность исследования многозарядных биоионов возникает при повышении энергии электронов в источнике электронной ионизации до уровней, когда в заметном количестве начнут образовываться долгоживущие метастабильные атомы или молекулы буферного газа. Для аргона эта энергия около 10 эВ и более (в газовом разряде одно из наиболее заселенных метастабильных состояний аргона 4P имеет энергию 11,55 эВ и время жизни 56 сек). В этом случае формально сечение захвата электрона ионом будет в ~10 раз меньше (обратно пропорционально квадрату энергии электрона), чем при упомянутой выше энергии 0,1 эВ, и сечение взаимодействия биоиона с электроном будет близко к газокинетическому. Для десятизарядного иона - это в среднем менее 3000 Ǻ [42]. Даже при максимальном электронном токе в источнике (6) нашей системы (около 0,5 мА) не более 5% таких биоионов будут иметь столкновение с электроном и могут дать ионы-продукты в результате такого столкновения. Их интенсивность в зависимости от эффективной плотности электронного тока будет носить линейный характер. В любом случае при варьировании электронного тока поведение пиков ионов-продуктов будет отличаться от слабого падения пиков исходных ионов с увеличением этого тока.
Образовавшиеся метастабильные частицы должны обладать существенно большей поляризуемостью, чем исходные невозбужденные атомы или молекулы. Например, для основного состояния аргона поляризуемость  а для возбужденного  Поэтому такие частицы должны обладать достаточно большим Ланжевеновским сечением столкновения с многозарядным ионом [47]:
3
L
где q - заряд иона, β - поляризуемость атомов или молекул буферного газа, µ - приведенная масса, совпадающая для больших ионов с M - молекулярной массой атомов или молекул буферного газа, V - относительная скорость сталкивающихся иона и нейтрали буферного газа. Т.к. для получения частоты столкновений нужно сечение умножить на относительную скорость V, то частота ланжевеновских соударений, как известно, не зависит от этой относительной скорости. В данном случае этот вывод практически можно распространить на полную частоту столкновений вплоть до V, соответствующей комнатной температуре, т.к. ланжевеновское сечение столкновений в этом диапазоне для метастабильных частиц с многозарядным ионом будет заметно больше «геометрического» сечения иона. Так для десятизарядного иона при столкновении с метастабильным аргоном с β=323 Ǻ сечение σ при относительной скорости V=400 м/сек (около средней тепловой скорости аргона) будет:
Эта значение примерно в полтора раза больше площади поверхности типичных белков, дающих электроспрейные ионы со средним числом зарядов около 10 [42]. Газокинетическое сечение столкновений должно быть в несколько раз меньше площади поверхности (для сферической формы и для большого свободно вращающегося иона этот коэффициент равен 4). Поскольку средний заряд примерно пропорционален площади поверхности белка [42], то этот коэффициент превышения ланжевеновского сечения над газокинетическим (~6) сохранится практически для всех белков при относительной скорости метастабильных атомов, типичной для комнатной температуры. Т.к. ланжевеновское сечение обратно пропорционально корню квадратному из энергии относительного движения атомов (54), существенное превышение этого сечения над газокинетическим сохранится для любых разумных температур буферного газа.
При столкновении многозарядного иона с метастабильной частицей также может происходить нейтрализация положительно заряженных групп, как и при захвате электрона, но с выделением при этом меньшей энергии на величину энергии связи электрона в метастабильной частице. При этом часть этой энергии нужно будет потратить на разлет частиц. Таким образом, в этом случае будет происходить гораздо более мягкая частичная нейтрализация многозарядных ионов. В отличие от электрона метастабильные частицы будут притягиваться и отрицательно заряженными группами. В этом случае при высвобождении энергии возбуждения метастабильной частицы будут идти процессы и образовываться ионы-продукты, отличные от характерных для электронного захвата. Таким образом, в этом случае может быть получена новая информация о структуре иона.
В отличие от электронов в рассматриваемой системе столкновения с метастабильными частицами могут происходить внутри газовой струи по всей длине квадруполя. В этом случае появляется дополнительная возможность управления вероятностью захвата ионом метастабильной частицы за счет изменения времени прохождения ионами квадруполя при варьировании направления и напряженности продольного электрического поля в квадруполе. При заданном продольном поле время прохождения квадруполя различными ионами будет различным. Оно будет определяться подвижностью ионов. По существу в этом случае возникает специфический вариант разделения ионов по подвижности, поскольку, как отмечено выше, частота столкновений с метастабильными частицами практически не будет меняться при изменении скорости ионов в ожидаемых пределах внутри газовой струи.
Время дрейфа иона в потоке может меняться от десятков микросекунд до десятков секунд, и ограничения верхнего предела определяются временем измерения. При больших временах дрейфа ионов малые изменения в скорости ионов или небольшие отличия в их подвижности могут превратиться в значительные изменения времени дрейфа ионов, что может позволить надежно разделить такие ионы. Если для простототы рассуждений забыть об изменении плотности газовой струи вдоль квадруполя, то время дрейфа вдоль квадруполя иона с подвижностью κ и его приращение с ростом подвижности на σκ будут:
q
f
где L - длина квадруполя, V - скорость газа в струе (для аргона при комнатной температуре - 428 м/сек), Е - напряженность электрического поля, направленного против потока.
f
q
Если, например, скорость дрейфа иона V-κE равна 10 см/сек (κE≈428 м/сек - меньше скорости потока на 10 см/сек), то время прохождения квадруполя с длиной L=10 см будет 1 секунда. Увеличение подвижности на 0,01% уменьшит скорость дрейфа ионов на 4,28 см/сек. Тем самым время прохождения ионами квадруполя будет более 1,7 секунды. Эта существенная разница по сравнению с 1 секундой может привести к достаточно сильному изменению выживания ионов при столкновениях с метастабильными частицами, которое при измерениях может быть надежно установлено. Таким образом, может быть достигнуто фактическое разделение ионов, отличающихся по подвижности на десятитысячную долю, в то время как классические методы разделения ионов по подвижности обеспечивают обычно разрешенность на полувысоте пиков на уровне не более 100 [46].
То что плотность газа в струе не постоянна, а квадратично убывает вдоль квадруполя (вследствие свободно-молекулярного расширения струи), принципиально не меняет возможности получения достаточно большого выигрыша в разделении ионов по подвижности при замедлении движения ионов при воздействии электрического поля, направленного против газового потока. В этом случае основное замедление будет достигаться в конце квадруполя, где плотность газа в потоке минимальна и соответственно подвижность ионов достигает максимума. Несмотря на то что плотность метастабильных частиц в конце квадруполя минимальна, линейная плотность числа их столкновений с ионами при достаточно большом замедлении будет подавляющей в конце квадруполя. Таким образом, в этом случае основная часть захватов метастабильных частиц ионами будет происходить в конце квадруполя, и соответствующие ионы-продукты, даже имеющие большую подвижность, чем исходные ионы, могут иметь заметную вероятность выйти из квадруполя и быть зарегистрированными.
После выбора соответствующего замедляющего поля методики получения регистрируемых данных и их анализа практически совпадают с описанными подходами при захвате медленных электронов. Так же как и при захвате электронов, при захвате метастабильных частиц потоки исходных ионов будут экспоненциально зависеть от потока метастабильных частиц (который примерно пропорционален электронному току). Продукты первого уровня будут описываться произведениями потока метастабильных частиц на экспоненты, соответствующие их исходным ионам. Для продуктов k-го уровня предэкспоненциальный множитель - k-я степень потока метастабильных частиц. В работе Беркута [44] для системы, описанной в Патенте США [39], экспериментально наблюдались продукты взаимодействия метастабильных атомов аргона с многозарядными ионами нескольких пептидов. Полученные зависимости исходных ионов и ионов-продуктов (первого уровня) от времени контакта с потоком метастабильных атомов обнаруживают поведение, качественно подтверждающее приведенные выше утверждения относительно результатов захвата медленных электронов и метастабильных частиц.
В случае захватов метастабильных частиц более разумным может оказаться регистрация масс-спектров при последовательном уменьшении электронного тока, что будет приводить к ослаблению потока метастабильных частиц и возрастанию доли выживших ионов. Связано это с тем, что при последовательном увеличении тормозящего поля вероятности захватов метастабильных частиц будут возрастать и число выживших ионов уменьшаться. Чтобы привести измерения к оптимальному диапазону нужно при увеличении торможения ионов уменьшать поток метастабильных частиц, и если это уже не может быть сделано уменьшением электронного тока, то можно уменьшить энергию электронов с одновременным увеличением их тока. Поскольку при большей энергии электронов, необходимой для образования метастабильных частиц (примерно в 100 раз по сравнению с захватом электронов многозарядными атомами), их расталкивание примерно на порядок уменьшится, может оказаться, что поток метатабильных частиц будет с приемлемой точностью пропорционален электронному току. Иначе подобно захвату медленных электронов придется проводить калибровочные измерения для более или менее точной оценки потока метастабильных частиц при изменении электронного тока.
В отличие от захвата медленных электронов многозарядным ионом при захвате метастабильных частиц вероятность захвата последующих частиц практически не будет зависеть от захвата предыдущих. При этом сечение захвата (54) означает, что при попадании метастабильной частицы внутрь окружности вокруг иона с этой площадью происходит падение этой частицы на ион, и с высокой вероятностью без отдачи хотя бы части энергии возбуждения или потери электрона эта частица практически не имеет шансов покинуть многоатомный и многозарядный ион.
При очередном увеличении тормозящего поля некоторые анализируемые ионы прекращают свое движение с потоком и будут накапливаться в течение некоторого времени на определенном удалении от выхода из квадруполя, зависящем от подвижности ионов. Если это удаление не слишком велико, регистрация соответствующих ионов может не прекратиться, и их поток в масс-анализатор будет носить диффузионный характер. Зависимости этого потока и потоков ионов-продуктов с подвижностями, меньшими, чем подвижность исходных ионов (что гарантирует их выход из квадруполя), от эффективной плотности потока электронов в источнике электронной ионизации будут носить тот же характер, что и рассмотренных выше ионов, движущихся с потоком газа. Соответственно анализ экспериментальных данных будет таким же, как и выше.
В случае, когда ионы образуются в ионном источнике электронной ионизации из относительно небольших молекул, движущихся вместе с газовым потоком, ожидаемые зависимости потоков ионов этих молекул от эффективной плотности потока электронов будут несколько отличаться от ситуации многозарядных ионов из электроспрейного ионного источника. Для обычных органических соединений энергии ионизации часто не превышают 10 эВ, что ниже энергии образования основных метастабильно возбужденных частиц, например, для атомов аргона эта энергия около 11.5 эВ. Для эффективного образования таких частиц энергия электронов должна быть около 13 эВ. При таких энергиях электронов для органических соединений возможна их фрагментация, когда наряду с молекулярными ионами могут образовываться соответствующие ионы-фрагменты. Критериями их происхождения могут быть превышение энергий их появления над энергиями ионизации исходных молекул на ожидаемую разность энергий разрываемых и образующихся связей и соответствие разностей масс исходного иона и иона-продукта теряемому нейтральному фрагменту. При наличии нескольких кандидатов в исходные ионы предпочтение может быть отдано тому иону, для которого кривая эффективного выхода, сложенная с кривой эффективного выхода тестируемого иона-фрагмента, будет наиболее гладкой в области появления иона-фрагмента. Если произведена деконволюция обеих кривых эффективного выхода ионов [40], то таким критерием может быть совпадение в пределах ожидаемой погрешности порога появления иона-фрагмента и излома на кривой эффективного выхода исходного иона, который может свидетельствовать о появлении канала образования возбужденных исходных ионов, дающих частично при распаде наблюдаемые ионы-фрагменты. Предыдущий критерий может работать, если такого выраженного возбужденного состояния нет, и распад исходного иона происходит в результате накопления избыточной энергии на многих степенях свободы исходного иона.
При изменении эффективной плотности потока электронов при энергиях, недостаточных для ионизации основных атомов или молекул газового потока (энергия ионизации аргона 15,76 эВ), для относительно малых примесей органических соединений в газовом потоке ожидаемое изменение потоков соответствующих ионов из ионного источника будет носить практически линейный характер, так как доли образующихся ионов от потоков относительно небольших молекул достаточно малы и относительно невелики потоки метастабильных частиц газового потока при рассматриваемых энергиях электронов. Таким образом, регистрируемые потоки этих ионов при учете их гибели при взаимодействии с метастабильными частицами внутри квадруполя будут изменяться так же, как и ионы-продукты первого уровня для многозарядных ионов из электроспрейного источника - это произведение эффективной электронной плотности на затухающую экспоненту от этой плотности. Характеристические времена экспонент для различных ионов из ионного источника, вообще говоря, будут различны, несмотря на то что при небольших полях внутри квадруполя вероятности захвата метастабильных частиц однозарядными ионами при их прохождении квадруполя будут практически одинаковы. Это связано с тем, что передача энергии возбуждения от метастабильной частицы к иону может привести к изомеризации иона с сохранением его m/z (например, разрыв кольцевой структуры), а не к его гибели для системы регистрации. Ионы-продукты, отличающиеся по m/z от исходных ионов, получающиеся в результате захвата одной метастабильной частицы, будут иметь квадратичный множитель по эффективной плотности электронов в ионном источнике перед соответствующей экспонентой, характеристическое время которой будет совпадать с характеристическим временем экспоненты для соответствующих исходных ионов, и это совпадение будет характеризовать происхождение этих ионов. Совпадение по массе такого иона с некоторым ионом, образовавшимся в ионном источнике, будет еще одним критерием происхождения этого последнего иона из того же исходного иона.
При отсутствии значительного потока ионов с m/z, меньшими, чем у анализируемых ионов, и при первоначальной энергии ионизирующих электронов, недостаточной для заметного образования метастабильных атомов или молекул газового потока, возможен следующий вариант разделения ионов. Постепенным увеличением напряженности продольного квазиоднородного поля (13), направленного против потока (1), максимальная интенсивность среди всех интересующих ионов уменьшается до минимально достаточного для измерений уровня. При достаточной плотности газовой струи (5) это будет означать «остановку» облака соответствующих ионов. В этом месте средняя сила, действующая на ионы со стороны потока (1), плотность атомов или молекул (7) в котором, несмотря на возможное образование кластеров (24), уменьшается по мере удаления от выходного отверстия капилляра (2), уравнивается с практически постоянным противодействием электрического поля (13). При таком воздействии потока (1) и поля (13) различные ионы (12) будут фактически находиться в потенциальных ямах, различающихся положением их минимума и крутизной, как показано в нижней части (201) РИС.2.
i
i
i
В идеале при однородном электрическом поле и линейном изменении подвижности ионов κ вдоль потока (за счет изменения плотности газа в потоке) такие ямы будут описываться параболами с положениями вершин Z, определямыми усредненными по возможным положениям внутри потока подвижностями ионов, и коэффициентами а при квадратичном члене, пропорциональными заряду ионов z. Распределения ионов внутри этих потенциальных ям в соответствии с принципом Больцмана будет описываться гауссовыми кривыми (100) с максимумами, совпадающими с минимумами потенциальных ям и дисперсиями, обратно пропорциональными коэффициентам при квадратичном члене соответствующих парабол и прямо пропорциональными эффективной температуре ионов:
g
f
где k - постоянная Больцмана, эффективная температура . При отсутствии влияния объемного заряда и других возбуждающих полей кроме радиочастотного квадрупольного поля  практически равна температуре газа T, которую он приобрел в капилляре (2). Положение минимума  или положение равновесия для соответствующих ионов определяется уравниванием передаваемого импульса «неподвижному» иону (что справедливо для ионов достаточно больших масс) в единицу времени от поля с напряженностью Е и от потока со скоростью V:
i
f
g
где e - величина элементарного заряда, n - плотность газового потока, усредненная по возможным положениям иона в плоскости, ортогональной потоку, σ - сечение столкновений иона с атомами или молекулами газа при относительной скорости V, M - молекулярная масса газа. Скорость газового потока в адиабатическом приближении определяется температурой газа T и его молекулярной массой М:
При малых отклонениях от положения равновесия вдоль оси Z передаваемый иону полный импульс будет:
а увеличение потенциальной энергии ионов при их отклонении от положения ее минимума таково:
,
где  в точке равновесия для данных ионов.
a
i
Таким образом, коэффициент  в распределении (100) будет:
и дисперсия этого распределения будет обратно пропорциональна заряду иона и напряженности поля, остановившего данные ионы в потоке. При напряженности поля 1 В/см, γ=0,1 (что соответствует падению плотности газового потока вчетверо на протяжении 10 см между входной и выходной диафрагмами квадруполя), эффективной температуре однозарядных ионов  величина стандартного отклонения распределения этих ионов будет:
Показанные на РИС.2 распределения вдоль оси квадруполя (38) потенциальных энергий, плотностей ионов и схематические изображения облаков этих ионов (203), (204) и (205) демонстрируют возможные взаимосвязи между ними. В данном случае не нужно обращать внимание на различное удаление облаков ионов от оси квадруполя (38), т.к. это может быть вызвано влиянием объемного заряда внутри и вблизи газовой струи (5) или действием вращающих полей (11), что будет рассмотрено ниже. Ионы (203) и (205) имеют совпадающие положения равновесия, но различаются зарядами, соответственно это однозарядные и четырехзарядные ионы. Это приводит к существенно различающимся плотностям распределений в области проникновения (208) ионов в область ускоряющего поля, создаваемого выходной диафрагмой (14), либо в этом случае ускоряющим полем (30), что ведет к сильно различающимся характеристическим временам регистрируемых сигналов, позволяющим их полностью разделить даже в случае точно совпадающих значений m/z этих ионов. Потоки ионов, выходящих из квадруполя, можно оценить аналогично величине молекулярного потока через отверстие:
i
i
где n - объемная и  - линейная плотность ионов в области проникновения (208), V - средняя тепловая скорость ионов, S - эффективная площадь поперечного сечения облака ионов. Это означает, что поток ионов (105) во времени будет экспоненциально затухать, если поток исходных ионов заперт, поскольку  и, соответственно, скорость расхода ионов пропорциональны общему числу накопленных ионов в соответствующем облаке (при отсутствии влияния объемного заряда данных ионов). Альтернативно (если исходный поток ионов не заперт) регистрируемый поток ионов будет возрастать, экспоненциально приближаясь к исходному потоку этих ионов. Выражение (105) означает, что для многозарядных ионов, например, показанных на РИС.2, - (205), уменьшение их потока будет связано не только с очень сильным уменьшением , но и с двухкратным в данном случае уменьшением средней тепловой скорости из-за вчетверо большей массы. Скорее всего, такие ионы на фоне хорошо регистрируемого потока ионов (203) в условиях, показанных на РИС.2, в сравнимое время вообще регистрироваться не будут. Для их регистрации облако ионов и распределение (205) надо сдвинуть вправо уменьшением напряженности поля (13) до появления сигнала приемлемой интенсивности. В этом случае облако ионов (203) практически полностью исчезнет, и сигнал соответствующих ионов либо не будет регистрироваться более, если исходный поток ионов был заперт входной диафрагмой (8)-(9), или их поток станет постоянным, если поток исходных ионов не прерывался.
i
Исходя из выражения (105), можно оценить диапазон приемлемых чисел остановленных в квадруполе и регистрируемых ионов. В случае использования для регистрации ионов орто-ВПМС и время-цифрового преобразователя при времени накопления масс-спектров 1 секунда (для масс-спектров умеренного диапазона масс, до 1000 Да, это означает, например, для нашего масс-спектрометра накопление 10000 масс-спектров, а для ионов с массами до 4000 Да - 5000 масс-спектров) можно условно считать минимально регистрируемым потоком ионов 1 ион в секунду. Средняя тепловая скорость ионов, например, с массой m=4000 Да при комнатной температуре будет около 40 м/сек. Это означает, что для обеспечения потока 1 ион в секунду нужна линейная плотность ионов в области проникновения (208)  около 0,001 иона/см. Для меньших масс - еще меньше пропорционально корню квадратному из массы.
i
Хорошо регистрируемой максимальной величиной потока ионов при накоплении 5000-10000 спектров при отсутствии явлений насыщения сигнала можно считать ~1000 ионов в секунду, что соответствует для m=4000 Да . Для обеспечения характеристического времени падения регистрируемого сигнала около 10 сек (при идеальной 100 процентной регистрации) нужно накопить ~10000 ионов. При стандартном отклонении распределения ионов σ≈4 мм локальная линейная плотность ионов в максимуме распределения будет также ~10000 ионов/см. Такая ширина распределения замечательна также тем, что она близка к вписанному радиусу квадруполя в нашем случае (3,7 мм), что приведет к существенной компенсации расталкивающего влияния объемного заряда ионов за счет притяжения ионов к зарядам-изображениям на стержнях квадруполя. Локальная линейная плотность в 1 ион/см в этом случае достигается на удалении от максимума распределения в 4,29σ≈1,72 см. При уменьшении эффективности регистрации число накопленных ионов для получения тех же результатов должно быть увеличено. Так, например, при эффективности регистрации 0,01 должно быть накоплено около 1000000 ионов, и тогда влияние объемного заряда может стать заметным и привести к отклонениям от экспоненциального поведения регистрируемых кривых. Возможный выход - уменьшение плотности накопленных ионов за счет уменьшения напряженности противополя при некотором уменьшении радиочастотного фокусирующего напряжения для обеспечения большего удаления ионов от оси квадруполя (38) и ширины распределения ионов и при сохранении неизменным стационарного потока регистрируемых ионов. Такая процедура может быть эффективной при отсутствии значительного потока метастабильных атомов, например, при пониженной энергии ионизирующих электронов либо при выключенном источнике электронной ионизации. Альтернативно, увеличением потока метастабильных атомов стационарная концентрация накопленных ионов может быть уменьшена без изменения локализации этих ионов. Удаление ионов от оси квадруполя при наличии потока метастабильных атомов может привести к увеличению стационарного числа накопленных ионов и их стационарного потока.
Распределения (203) и (204) демонстрируют случай небольшого превышения сечения столкновения ионов (204) с атомами или молекулами газа по сравнению с (203) при единичном заряде ионов и совпадающих массах, что приводит к слабому сдвигу распределения (204) вправо по сравнению с (203) при одинаковых стандартных отклонениях. В данном случае этот сдвиг равен 1 мм, что составляет 25% от стандартного отклонения распределения σ=4 мм. Область проникновения ионов (208) в область ускоряющего поля удалена от центра распределения (203) более чем на четыре (4,29) стандартных отклонения. В этом случае отношение значения распределения (204) к значению распределения (203) в области (208) будет около 2,64. Это означает, что характеристическое время изменения сигнала от ионов (203) в ~2,64 раза больше, чем для ионов (204). Таким образом, практически неразрешимые сигналы (203) и (204) для регистрации при непрерывном уменьшении напряженности поля (13), аналог чего предлагается, например, в Патенте США Лободы [8], становятся полностью разделенными при регистрации сигналов от ионов для выбранных постоянных значений напряженности поля (13). По сравнению с разрешением на полувысоте пиков, как принято в разделении ионов по подвижности, это означает примерно десятикратное увеличение разрешающей способности. Этот выигрыш может быть еще увеличен в несколько раз, т.к. разделение экспоненциальных вкладов при сравнимых интенсивностях сигналов для характеристических времен, различающихся на 20% или даже на 10%, вполне реально.
Увеличением ионизирующего напряжения до уровня, при котором возникнет заметный поток метастабильных частиц, может быть изменено характеристическое время релаксации анализируемых остановленных ионов к новым стационарным уровням за счет их дополнительного расхода при образовании соответствующих ионов-продуктов. Потоки этих ионов-продуктов будут уменьшаться по тем же экспонентам, что для соответствующих исходных ионов, что позволит повысить надежность их разделения, если существуют такие ионы-продукты, подвижность которых меньше, чем исходных ионов, и они могут быть выведены газовым потоком из радиочастотного квадруполя и зарегистрированы. Это достаточно вероятно для исходных ионов с числом зарядов не менее двух, т.е. преимущественно поступающих из внешнего источника ионов. Для однозарядных ионов увеличение подвижности при их распаде скорее всего означает дополнительную структурную перестройку иона-фрагмента, что может потребовать дополнительной энергии извне, либо будет указывать на напряженность исходной структуры. Периодическое «выключение» и «включение» потока метастабильных частиц при различных электронных токах или энергиях электронов в источнике электронной ионизации и анализ соответствующих релаксационных кривых открывает новые возможности разделения ионов и подтверждения их идентичности.
Если энергия ионизирующих электронов превышает энергию ионизации основных атомов или молекул газового потока, которая больше энергии ионизации исследуемых соединений с массой, существенно большей массы атомов или молекул газа, возможно достижение наиболее высокой чувствительности анализа примесей в газовом потоке. Для этого в начальной половине квадруполя создается достаточно высокая стационарная концентрация газовых ионов (202) вдоль оси квадруполя путем существенного увеличения амплитуды радиочастотного напряжения во второй половине квадруполя. Этот скачок напряжения должен быть таков, чтобы газовые ионы теряли устойчивость движения (211) и рекомбинировали во второй половине квадруполя на его стержнях, а исследуемые ионы (209) и (210) в этой половине квадруполя хорошо фокусировались к его оси. Этот скачок, создавая в середине квадруполя зону значительного возрастания напряженности радиочастотного поля, будет сильно тормозить газовые ионы, что может привести к их значительному накоплению перед этой «пробкой» эффективного потенциала. Продольное поле в первой половине квадруполя задается слабо ускоряющим ионы, во второй половине оно практически отсутствует либо может быть направлено против потока, чтобы ионы, выходящие из первой половины квадруполя, могли успеть хорошо сфокусироваться к оси квадруполя.
Накопленные газовые ионы будут в какой-то степени ослаблять поток метастабильных частиц, т.к. обладая большой поляризуемостью, эти частицы будут захватываться газовыми ионами и терять значительную часть своей энергии возбуждения, отдавая ее ионам или высвечивая в виде квантов различной энергии. Подавляющая часть потока метастабильных частиц, однако, сохранится. Относительно большие молекулы примесей в газовом потоке также обладают значительной поляризуемостью и также будут захватываться ионами газа. При таком захвате чаще всего будет происходить ионизация этих молекул с возможной фрагментацией, поскольку запаса энергии при переносе электрона от молекулы примеси к газовому иону (около 5 эВ) может хватить на такую фрагментацию.
При достаточно большом потоке электронов с относительно большой энергией создаваемой плотности газовых ионов внутри газового потока будет достаточно для существенно большей доли ионизации молекул примеси в газовом потоке по сравнению с прямой ионизацией в ионном источнике, хотя эта доля по оценкам вряд ли будет более 1% для нашей конструкции газодинамического интерфейса. При этом в отличие от взаимодействия ионов с медленными электронами или с метастабильными частицами процесс передачи заряда от газового иона к молекуле будет носить практически однократный характер не только в силу относительной малости плотности газовых ионов. Сечение столкновения одноименно заряженных ионов ничтожно мало по сравнению с сечением поляризационного захвата, и получившиеся относительно большие ионы анализируемых молекул будут выталкиваться электростатическим полем газовых ионов из газового потока. В этом случае потоки получающихся в результате перезарядки ионов как молекулярных, так и фрагментарных при увеличении линейной плотности газовых ионов будут расти экспоненциально от этой плотности, приближаясь к стационарным величинам, соответствующим ионизации во всем потоке примесных молекул, если распределение плотности этих молекул в плоскости, ортогональной оси потока, будет описываться нормальным распределением по обоим координатам. Эта экспоненциальная зависимость является следствием практически однородного распределения плотности газовых ионов вокруг оси квадруполя вплоть до некоторого радиуса, пропорционального квадратному корню из линейной плотности ионов, поскольку в этом случае электростатическое отталкивание от ионов, расположенных ближе к оси, чем данный ион, компенсируется фокусирующим действием радиочастотного поля.
Нормальное распределение плотности примесных молекул в плоскости, перпендикулярной оси потока, будет иметь место, если их распределение по скоростям в этой плоскости будет максвелловским, соответствующим некоторой температуре. Эта температура необязательно должна совпадать с температурой газа в потоке, поскольку для молекул с массой, существенной большей масс атомов или молекул газа, нужно достаточно большое время, зависящее от сечения столкновений и молекулярной массы, чтобы приобрести скорость движения вдоль потока, совпадающую со скоростью потока. При этом относительно большие молекулы могут приобрести и достаточно большие составляющие скорости в плоскости, перпендикулярной к оси потока. Если распределение плотности примесных молекул по координатам в плоскости, перпендикулярной оси потока, записать в виде: , то для потока ионов этих молекул в потоке аргона можно записать:
i
0
где σ - сечение ионизации молекул примеси при передаче заряда от ионов аргона, L - длина локализации ионов аргона,  - плотность ионов аргона, зависящая от величины радиочастотного напряжения квадруполя, n - плотность молекул примеси на оси квадруполя, R - радиус жгута ионов аргона, σ - среднеквадратичная ширина распределения молекул примеси по каждой из двух координат плоскости. Поскольку квадрат этого радиуса примерно пропорционален току электронов в источнике при постоянном радиочастотном напряжении, то выражение (106) превращается в экспоненциальную зависимость от электронного тока. Возможные отклонения от экспоненциальности этой зависимости могут быть устранены проведением калибровочного эксперимента, подобно тому, как это описано выше для захвата медленных электронов многозарядными бионионами, и введением эффективного электронного тока.
При проведении практических измерений нужно иметь в виду, что часть ионов примеси может образоваться в ионном источнике и в результате перезарядки до фокусировки газовых ионов в радиочастотном квадруполе. Скорее всего это будет относительно малая доля, примерно пропорциональная электронному току. В этом случае вместо выхода потока регистрируемых ионов на стационарный уровень (106) при увеличении электронного тока ионный ток будет экспоненциально стремиться к медленно растущей линейной функции.
Показатели экспонент в данном случае будут характеризовать анализируемые соединения. Эти показатели будут одинаковы для всех ионов, образовавшихся из данного исходного иона в результате переноса заряда, и это может служить критерием их происхождения.
Таким образом, регистрируя масс-спектры ионов примесей в газовом потоке при изменении тока электронов в источнике, мы можем получить возможность разделения молекул примесей по ширинам их распределений в плоскости, перпендикулярной оси квадруполя. Для этого можно будет воспользоваться описанной выше процедурой нахождения экспоненциальных вкладов в экспериментальные зависимости. В данном случае будут отсутствовать степенные множители перед экспонентами, и не нужно будет определять кратность корней соответствующих обобщенных характеристических полиномов, кроме экспоненты с нулевым показателем, которая соответствует константе. Корень кратности 2 в последнем случае будет соответствовать линейно растущему вкладу в регистрируемый ионный ток.
Ионы молекул примесей после выхода из газового потока будут образовывать кольцевые облака вокруг жгута газовых ионов. При необходимости эти ионы могут быть дополнительно избирательно фрагментированы приложением соответствующих m/z выбранных ионов резонансных вращательных напряжений. При этом переход от одного значения тока электронов к другому будет сопровождаться экспоненциальным переходом от одних стационарных уровней выбранных ионов к другим. Характеристические времена этих экспонент будут соответствовать временам мономолекулярного распада соответствующих ионов, если времена пребывания ионов в соответствующих кольцевых облаках будут много больше этих характеристических времен, иначе обратные величины характеристических времен расходования этих ионов по всем каналам будут складываться. Увеличения характеристического времени для выхода ионов из квадруполя можно достигнуть уменьшением продольного поля, двигающего ионы вдоль квадруполя. При необходимости его можно сделать нулевым или даже тормозящим, что может привести к дополнительному разделению ионов по подвижности, проиллюстрированному на рис.2. Таким образом, возникает возможность многомерного разделения ионов по ширине распределения в плоскости, перпендикулярной газовому потоку, по m/z путем выбора резонансного вращающего напряжения, по степени устойчивости к мономолекулярному распаду и по подвижности при использовании того же формализма выделения экспоненциальных вкладов в экспериментальных зависимостях, что и ранее.
Выходящие таким образом исследуемые ионы и ионы-продукты из первой половины квадруполя при необходимости могут быть подвергнуты дополнительному преобразованию при их столкновениях с метастабильно возбужденными атомами или молекулами газового потока. Начинать при этом желательно для возможно большего потока исследуемых ионов из первой половины квадруполя, когда электронный ток в ионном источнике близок к максимальному. Этот поток можно уменьшить, как это было описано выше, увеличением времени контакта ионов и метастабильных частиц. Для этого достаточно будет затормозить движение этих ионов приложением соответствующего противополя во второй половине квадруполя так, чтобы почти остановить желаемые ионы в конце квадруполя, имея при этом приемлемый уровень сигнала от них.
При этом эти ионы будут достаточно сильно отличаться от других ионов по вероятности захвата метастабильных частиц и соответственно их гибели на этой основе - на это указывает выражение (55) и соответствующие пояснения к нему. Уменьшая электронный ток в источнике, уменьшаем поток метастабильных частиц и соответственно снижаем вероятность гибели ионов во второй половине квадруполя. Правда, поток анализируемых ионов из первой половины квадруполя будет убывать при уменьшении линейной плотности газовых ионов и снижении потока ионов прямой ионизации из ионнного источника. В результате в наблюдаемой зависимости регистрируемого тока исследуемых ионов (если отвлечься от процессов релаксации ионных потоков к стационарным уровням), получаемой из выражения (106) умножением на фактор экспонециального затухания, будут присутствовать две экспоненты и произведение одной из этих экспонент на величину эффективного электронного тока:
e
0
1
где Ĩ - эффективная величина электронного тока, η - показатель экспоненты выхода перезарядки молекул примеси на газовых ионах в первой половине квадруполя на максимальный уровень J, J - коэффициент пропорциональности ионного тока из ионного источника эффективной величине электронного тока, ς - фактор гибели ионов во второй половине квадруполя от захвата метастабильных частиц ионами.
1
e
0
e
Поскольку ионный ток непосредственно из ионного источника JĨ предполагается в данном случае существенно меньшим, чем ионный ток из-за перезарядки J, то величина регистрируемого ионного тока, пропорциональная J (107), будет вначале возрастать при уменьшении эффективного электронного тока Ĩ. Параметры зависимости (107) будут характеризовать исследуемое соединение, и они будут такими же для ионов-продуктов, получившихся в результате захвата метастабильных частиц исходными ионами исследуемого соединения. В этом случае должны перед функцией вида (107) появиться, как было отмечено выше при захвате медленных электронов, в качестве множителей степени эффективного электронного тока, соответствующие числу захваченных метастабильных частиц для образования того или иного иона-продукта. Для того чтобы быть зарегистрированными последующим масс-анализатором подвижность этих ионов-продуктов должна быть меньше, чем для исходных ионов, чтобы газовый поток смог их транспортировать против электрического поля, почти остановившего исходные ионы. Ионы-продукты с меньшими подвижностями при необходимости могли бы быть зарегистрированы измерением наведенных сигналов вращающимися ионами, как описано, например, в нашей заявке на патент РФ [41].
Альтернативным подходом здесь может быть небольшая раскрутка исходных ионов во второй половине квадруполя близким к резонансному вращающим полем. В этом случае такие ионы будут тормозиться существенно меньшим противополем, и ионы-продукты, отойдя еще дальше от резонанса, будут лучше фокусироваться к оси квадруполя и выводиться из этого квадруполя большей плотностью газового потока вблизи оси квадруполя. Наличие регистрируемых ионов-продуктов важно для эффективного нахождения компонент разложения (107) и отделения сигналов исследуемых ионов от других ионов, и ионы-продукты несут ценную информацию о структуре исследуемых соединений.
Наряду с анализом разложения (107) для молекулярных ионов исследуемых соединений подобная процедура возможна и для ионов-продуктов, получившихся в первой половине квадруполя из этих соединений в результате их перезарядки на ионах газового потока и столкновительно-индуцированной диссоциации. Тем самым возникает возможность получения и идентификации происхождения ионов-продуктов второго или даже третьего поколения.
i
Средний радиус r отклонения от оси квадруполя (38) относительно больших ионов при расталкивании облаком малых ионов определяется равенством величины фокусирующей силы  квадрупольного радиочастотного поля и кулоновского отталкивания от облака малых ионов, сфокусированных в виде цилиндрического жгута вокруг оси квадруполя (38):
,
rf
0
где Q - линейная плотность облака малых ионов, V и ω - амплитуда и угловая частота квадрупольного радиочастотного напряжения, r - вписанный радиус квадруполя (3.7 мм для нашего квадруполя), m - масса ионов. Если эта масса равна массе атомов или молекул газа, то выражение в правой части (107) как раз и будет служить оценкой радиуса жгута этих малых ионов. При расстояниях до оси квадруполя, меньших этого радиуса, при постоянной объемной плотности малых ионов сила электростатического отталкивания, как следует из теоремы Гаусса, будет линейно зависеть от радиуса и уравновешиваться фокусирующей силой радиочастотного поля:
где R, как и в выражении (106), - радиус жгута малых ионов (202), рис.2. Таким образом, в среднем постоянная объемная плотность ионов в жгуте является его равновесным состоянием.
Ионы с большими значениями m/z (206), рис.2, будут сильнее удалены от оси газовой струи (5) и значительнее сдвинуты влево полем (13), если оно направлено против потока в силу уменьшения воздействия потока (1), по сравнению с ионами с меньшими m/z (203), (204) и (205). Ионы (207) с той же массой и близким сечением столкновений, но с большим зарядом, чем ионы (205), хотя и будут смещены ближе к оси потока (1) и подвержены более сильному влиянию потока, показаны смещенными влево, т.к. в этом случае влияние поля, пропорциональное заряду, может быть более существенным.
Величина второй производной от полной «потенциальной» радиальной энергии больших ионов при равновесном расстоянии от оси квадруполя (38) будет:
r
т.е. это удвоенная величина по сравнению со второй производной эффективного потенциала  и эта величина не зависит от линейной плотности заряда малых ионов. Это означает, что собственная частота ω малых радиальных колебаний больших ионов не зависит от линейной плотности расталкивающих малых ионов и в  раз больше, чем собственная частота колебаний или вращений этих же больших ионов при отстутствии их расталкивания объемным зарядом:
r
r
Для возбуждения таких радиальных колебаний больших ионов в квадруполе достаточно создать вращающее поле (11, РИС.1) с такой частотой. Поскольку в каждой точке кольцевого распределения ионов вращающее поле может быть разложено на радиальную и сдвинутую по фазе на π/2 тангенциальные составляющие, будут возбуждаться именно радиальные колебания. В тангенциальном направлении, если и имеются какие-либо собственные частоты колебаний, то они сильно сдвинуты в сторону меньших частот по сравнению с ω и полем такой частоты практически возбуждаться не будут. Радиальные колебания в каждой точке кольцевого распределения ионов будут иметь непрерывно меняющуюся фазу вдоль кольца, совпадающую с фазой вращающего поля в случае резонанса, так что это кольцо ионов будет в целом совершать вращение вокруг оси квадруполя (38) с частотой ω.
Схематически такое вращающееся кольцо показано на РИС.3 (311) с центром, смещенным относительно центра жгута малых ионов (309), которые сфокусированы вокруг оси квадруполя (38). Газовая струя (310) показана условно плотным пунктиром. Условная граница распределения молекул примеси показана точками (307). Тонким пунктиром (306) показана ориентировочная граница, при выходе за которую ионы могут под действием относительно слабых резонансных вращающих полей терять усредненную стационарность движения и рекомбинировать на стержнях квадруполя (301). Один из таких ионов (304) на пути к рекомбинации показан вращающимся под действием поля (324), вызывающего резонансную раскрутку ионов с выбранным m/z при их дифузионном выходе за границу (306). Поле, раскручивающее кольцо (311), показано двумя параллельными стрелками (308). Внутри изображений стержней квадруполя (301) показаны радиочастотные напряжения (302) и два вращающих напряжения (303) для создания полей (308) и (324).
Вращение кольцевого распределения (311) может заметно увеличить среднюю кинетическую энергию анализируемых ионов по сравнению с тепловой. Это приведет к увеличению эффективной и внутренней температуры ионов [34]. Результатом этого может стать изменение сечения столкновений иона с атомами или молекулами газового потока. Такое изменение для различных ионов может существенно различаться и даже иметь разную направленность. Таким образом, возбуждение радиальных колебаний ионов может привести к разделению ионов, которые при комнатной температуре имели совпадающие массы, заряды и сечения столкновений. Отсутствие новых компонент при таком возбуждении анализируемых ионов может быть использовано для подтверждения правильности проведенного анализа. Ионное облако (204), показанное на РИС.2, можно интерпретировать как результат такой «раскрутки» облака ионов (203), в результате чего произошло увеличение среднего числа столкновений с атомами газа (7) в единицу времени на ~1%, приведшее к сдвигу распределения (204) вправо на 1 мм и к увеличению эффективной температуры ионов на ~10%, что привело также к уширению распределения (204). В этом случае отношение плотностей ионов на расстоянии 17 мм вправо от центра распределения (203) для распределений (204) и (203) оказалось равным ~5,8 в отличие от приведенного выше значения ~2,64 для одинаковых дисперсий распределений (203) и (204).
Вращение кольцевых распределений выбранных ионов может быть использовано, особенно для ионов с большими m/z, для ограничения нарастания их количества, чтобы избежать нежелательных эффектов накопления объемного заряда. Если ионы расположены на достаточно большом удалении от оси квадруполя (38), то вращение их кольцевого облака может привести к гибели ионов, находящихся на внешней периферии кольца. Изменением амплитуды вращающего напряжения можно регулировать скорость такой гибели и привести эти ионы к желаемому стационарному количеству. Для ионов со средними m/z увеличение напряжения, вращающего их кольцевое распределение, может не привести к их избирательной гибели. В этом случае может быть достаточным возбуждение дополнительного резонансного вращающего поля, эффективного при отсутствии влияния объемного заряда, с частотой:
В этом случае такое поле может уводить на стержни квадруполя соответствующие ионы, если они за счет диффузионных случайных блужданий оказались в зоне, где объемный заряд малых ионов, сфокусированных вокруг оси квадруполя (38), уже практически на них не действует. Увеличение скорости гибели ионов при раскруке кольца (311) может происходить за счет столкновительно-индуцированной диссоциации, а также за счет большей вероятности столкновений с метастабильными атомами в потоке (если они там присутствуют) при приближении кольца (311) к потоку (310).
В течение всего времени манипулирования с относительно интенсивными потоками ионов малоинтенсивные ионные популяции могут накапливаться и стать пригодными для проведения количественных измерений. По мере накопления таких популяций их дальнейший рост также необходимо ограничивать либо только что описанным способом, либо остановив поток ионов через входную диафрагму, либо подвергнув большему влиянию метастабильных атомов. В случае запирания на входной диафрагме поток малых ионов вдоль оси квадруполя (38) прекратится, стратификация облаков относительно больших ионов исчезнет, и останется только использовать вращающее поле для управления положением ионов в радиальных направлениях или использовать более сильные поля (13) для остановки исследуемых ионов в потоке (5).
res
При отсутствии достаточной плотности малых ионов для смещения исследуемых ионов от оси квадруполя (38) на стержни квадруполя подается вращающее напряжение с частотой, значительно сдвинутой в сторону низких частот от резонансных частот исследуемых ионов ω. Амплитуда этого напряжения достаточно велика, чтобы раскрутить желаемые ионы в области относительно большой плотности газа внутри потока, так чтобы эти ионы могли приблизиться или даже перейти границу струи (5). В то же время в области остаточной плотности газа влияние этого вращающего поля должно быть недостаточно, чтобы значительно раскрутить ионы и потерять их в распадах или на стержнях квадруполя.
То как это можно сделать, проиллюстрировано на РИС.4. Здесь показаны резонансные кривые для относительных средних радиусов раскрутки ионов, исходя из формулы (411), взятой из нашей работы [9]:
Кривые вычислены для гипотетических ионов с m/z 400 и 401 для ожидаемой плотности потока в области раскрутки ионов и в 100 раз меньшей плотности остаточных газов. Ширины этих кривых на полувысоте, формула (412), отличаются также в 100 раз:
ν
Характерное время релаксации скорости ионов τ было вычислено по формуле (413):
исходя из массы атомов буферного газа М=40 Да, средней тепловой скорости их движения V (линейными скоростями вращения ионов пренебрегли) при комнатной температуре и разумной величине сечения столкновения ионов с атомами газа
2
σ=200 Ǻ. Плотность газа n вычислена из уравнения состояния идеального газа при давлениях 30 мТорр для верхних широких (407) и (408) и при и 0,3 мТорр для нижних узких кривых (409) и (410) соответственно. Видно, что при достаточно большом отклонении от точки «резонанса» вблизи струи (5) среднеквадратичный радиус вращения ионов не сильно отклоняется от максимального значения. В то же время резонансные кривые при остаточном давлении вне зоны газовой струи спадают довольно резко, и радиус раскрутки при достаточном отклонении от резонанса даже при сравнительно больших вращающих напряжениях может быть вполне приемлемым. При больших отклонениях от резонанса радиус вращения (414):
практически не зависит от времени релаксации скорости ионов (413) или от плотности газа.
rf
1
2
На РИС.5 схематично показано сечение квадруполя в области вращения накопленных ионов. Внутри изображения стержней (301) квадруполя даны выражения для напряжений, прикладываемых к ним. Это фокусирующее радиочастотное напряжение (302) с частотой ω и амплитудой V и два вращающих напряжения (503) с частотами ω, ω и амплитудами , , создающие два вращающих поля, нерезонансное (508) и резонансное (524). Условная граница зоны прохода ионов через диафрагму (14) показана пунктирной линией (504). Пунктирной линией с большим шагом (507) показана граница, после которой ионы начинают сталкиваться с поверхностями стержней квадруполя. Зона между двумя этими пунктирными линиями - это область возможного нерезонансного вращения ионов (505), (506), (509) без значительной вероятности их потери либо на поверхностях стержней, либо путем переноса в орто-ВПМС или в другой используемый масс-анализатор. Усредненная траектория резонансного вращения (511) выбранных ионов вокруг центра (510), вращающегося вокруг оси квадруполя (38), показана точками. Прохождение этой траектории вблизи центра квадруполя и потока (38) максимизирует гибель ионов при взаимодействии с метастабильными частицами газового потока, что дает возможность оценки подвижности этих ионов. Такая возможность определяется известным радиусом нерезонансного вращения ионов (414) и зависимостью (411) радиуса резонансного вращения от характерного времени релаксации скорости иона (413). Последняя величина однозначно определяет подвижность иона:
ν
κ=τez/m.
В этом случае под плотностью газа n, входящей в формулу (413), надо понимать усредненную плотность вдоль всей траектории движения иона. Эта усредненная плотность может быть оценена через резонансное вращение ионов с известной подвижностью, например достаточно малых ионов, для которых сечение столкновений с атомами или молекулами газа будет Ланжевеновским (54). Варьирование амплитуды резонансного вращающего поля, приводящее к изменению радиуса этой траектории, позволит разделить «остановленные» на периферии газового потока ионы данного m/z, отличающиеся по подвижности, на основе измерений потоков ионов при изменении токов электронов в ионном источнике (6), подобно тому, как описано выше при торможении ионов противополем в газовом потоке, содержащем метастабильные частицы. Только в случае резонансного вращения ионы предварительно фактически разделяются и по m/z.