СПОСОБ АНАЛИЗА ПРИМЕСЕЙ В ЖИДКОСТЯХ ПРИ ИХ ПРОСАЧИВАНИИ ЧЕРЕЗ ТРЕКОВУЮ МЕМБРАНУ С ФОРМИРОВАНИЕМ И ТРАНСПОРТИРОВКОЙ АНАЛИЗИРУЕМЫХ ИОНОВ ЧЕРЕЗ РАДИОЧАСТОТНУЮ ЛИНЕЙНУЮ ЛОВУШКУ В МАСС-АНАЛИЗАТОР ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ СВЕРХЗВУКОВОГО ГАЗОВОГО ПОТОКА С ВОЗМОЖНЫМ СОДЕРЖАНИЕМ В НЁМ МЕТАСТАБИЛЬНО ВОЗБУЖДЁННЫХ АТОМОВ
METHOD OF ANALYZING IMPURITIES IN LIQUIDS IN INFILTRATION THROUGH TRACK MEMBRANE WITH FORMATION AND TRANSPORTATION OF ANALYZED IONS THROUGH LINEAR RADIO FREQUENCY TRAP INTO MASS ANALYZER WHEN EXPOSED TO SUPERSONIC GAS STREAM WITH POSSIBLE CONTENT OF METASTABLE ATOMS IN IT

ОБЛАСТЬ ТЕХНИКИ, К КОТОРОЙ ОТНОСИТСЯ ИЗОБРЕТЕНИЕ
Настоящее изобретение относится к методам и технике химического анализа примесных соединений и ионов в растворах, в том числе многозарядных ионов биомолекул, при их экстракции из жидкости воздействием газовых потоков и электрических полей. Эти методы могут включать сочетание разделения анализируемых ионов по отношениям массы к заряду, по подвижности, устойчивости к столкновительной фрагментации ионов и масс-анализа ионов-продуктов этой фрагментации. В частности, речь идет о выявлении индивидуальных компонент релаксационных кривых ионов, как экстрагируемых непосредственно из жидкости, так и образуемых в результате ионизации Пеннинга при воздействии метастабильно возбужденных атомов из сверхзвукового газового потока на молекулы примесей. Релаксационные кривые выбранных ионов могут наблюдаться при изменении условий ионизации и/или при совместном действии переключающихся электрических полей и профилированного сверхзвукового газового потока в линейной радиочастотной ловушке, направленного к ее выходу. Регистрация и анализ молекулярных ионов и их ионов-продуктов по отношениям массы к заряду может производиться с помощью время-пролетного масс-спектрометра с ортогональным вводом ионов (орто-ВПМС) либо на каком-либо другом масс-анализаторе. Характеризация пространственной структуры ионов биомолекул может достигаться на основе декомпозиции многомерных зарядовых распределений их регистрируемых ионов, обусловленных удерживанием различных совокупностей носителей заряда, присутствующих в растворе.
Распад или гибель анализируемых ионов может вызываться как разогревом ионов за счет их столкновений с атомами или молекулами газа, так и соударениями ионов с метастабильно возбужденными частицами, создаваемыми в газовом разряде или в источнике электронной ионизации и движущимися вместе с газовым потоком. Использование таких распадов или гибели для разделения и идентификации анализируемых соединений является одним из отличительных признаков настоящего изобретения, оно многократно увеличивает разделительную способность метода.
Среди задач, для которых кроме чувствительности важны как разделительная способность, так и динамический диапазон измерений, может быть упомянут экспресс-анализ микропримесей в воде и других жидкостях применительно к использованию в системах безопасности, таможенного и экологического контроля. Анализ жидких смесей различного происхождения в реальном масштабе времени может быть также важен для разнообразных приложений технологического, медицинского и иного характера.
УРОВЕНЬ ТЕХНИКИ
После разработки и создания в нашем институте первых время-пролетных масс-спектрометров с ортогональным вводом ионов (орто-ВПМС) [1, 2] приборы этого типа получили широкое распространение при решении разнообразных аналитических и структурных задач [3-5]. Удобство сочленения таких приборов, в частности, с источником ионов на основе электрораспыления жидкостей обусловило их эффективное применение для исследования состава и структуры ионов различной природы, изначально присутствующих в растворе. В то же время существуют важные проблемы в том числе и при анализе жидких образцов, для которых применимость, чувствительность, разделительная способность и «информационная производительность» известных приборных комплексов, включающих в свой состав орто-ВПМС, оказываются недостаточными. Для преодоления этих ограничений естественным является стремление ввести в масс-спектрометрический эксперимент альтернативные методы получения ионов, их транспортировки в вакуумную часть прибора и использовать дополнительные размерности измерений, связанные с контролируемыми превращениями исследуемых ионов и регистрацией данных в процессе этих превращений.
Одним из возможных методов получения ионов из жидкости является полевое испарение ионов. Несмотря на то, что само полевое испарение ионов исследуется давно [6, 7], особенности перехода ионов из жидкой фазы в газовую остаются до сих пор недостаточно изученными. В частности, это относится к вопросу о влиянии зарядового состояния на эффективность выхода ионов из жидкости в электрических полях. Основная масса работ по полевому испарения ионов из жидкости связана с изучением механизма образования ионов при электрораспылении полярных растворов [8, 9]. Однако, экспериментальные методы, основанные на электрораспылении растворов, не являются прямыми и не позволяют получать информацию о первичных ионах, покидающих заряженные микрокапли.
Другое обстоятельство, стимулирующее интерес к изучению полевого испарения ионов из растворов, обусловлено бурным развитием масс-спектрометрии, особенно ее биохимических, биологических, экологических и медицинских направлений, которое связано с разработкой новых методов ионизации и созданием ионных источников, в которых полевое испарение является ключевым процессом, определяющим эффективность ионизации сложных молекул. В основном это относится к электрораспылению растворов, которое широко используется в масс-спектрометрии тяжелых органических ионов [10]. Считается, что полевое испарение ионов является одним из главных механизмов, ответственных за генерацию простых ионов при электрораспылении. В то же время механизм выхода из жидкости больших многозарядных ионов до сих пор остается предметом обсуждения [11-14]. Увеличение заряда ионов, с одной стороны, приводит к увеличению энергетического барьера за счет роста энергии поляризации, а с другой, к его снижению за счет усилению действия электрического поля. В целом высота барьера увеличивается. В связи с этим возникает вопрос о принципиальной возможности реализации условий полевого испарения многозарядных (в частности двухзарядных) ионов из полярных растворителей.
Можно ожидать, что для многозарядных ионов, имеющих сложное строение, вопрос об эффективности полевого испарения из растворов не имеет столь однозначного ответа. Во-первых, потому, что в некоторых ионах центры локализации отдельных зарядов пространственно разделены. В этом случае энергия поляризационного взаимодействия иона со средой должна, по-видимому, выражаться некой суммой энергий поляризации отдельных зарядов, входящих в состав многозарядного иона. Во-вторых, для протяженных многозарядных ионов, например, для денатурированных протонированных биомолекул, размер которых может существенно превышать область барьера на границе раздела фаз отдельные части такого иона могут оказаться по разную сторону барьера, что должно облегчать выход оставшейся в жидкости части иона.
Следует учесть еще одну важную особенность полевого испарения ионов из жидкостей, а именно то, что границу раздела фаз преодолевает не изолированный ион, а ионный кластер, в состав которого входит несколько полярных молекул жидкости [8, 9, 15]. Поэтому энергия поляризации определяется размером всего ионного кластера, покидающего жидкость. Размер кластерной оболочки зависит от величины заряда иона, поэтому более корректное рассмотрение вопроса об эффективности полевого испарения многозарядных ионов должно учитывать и это обстоятельство. Впервые возможность создания условий для прямого полевого испарения ионов из полярных растворов без его разбрызгивания была продемонстрирована в [16, 17]. Стабилизация поверхности жидкости в сильном электрическом поле обеспечивалась за счет того, что содержащий ионы раствор, помещался в каналы полимерной трековой мембраны, диаметр которых составлял несколько десятков нанометров. Перспективы применения этого метода в настоящее время признаны (см., например, обзор [18]). Впоследствии было показано, что в стационарных условиях сильное локальное электрическое поле, способное стимулировать эффективный выход ионов из полярной жидкости, создается благодаря зарядке поверхности диэлектрической мембраны. Эта методика экстракции ионов из растворов имеет ряд существенных недостатков, ограничивающих ее использование, в частности, в аналитических приложениях. Во-первых, в стационарном режиме формирование экстрагирующего ионы электрического поля имеет ряд особенностей, которые сильно затрудняют управление процессом выхода ионов из раствора. Кроме того, существует проблема удержания жидкости в каналах мембраны. Отсутствие возможности прямого управления электрическим полем с большой вероятностью может привести к ситуации, когда напряженность поля на конце канала превысит некоторое критическое значение и раствор вытечет на вакуумную поверхность мембраны, что приведет к полной потере работоспособности мембранного интерфейса.
Один из способов преодоления этих трудностей описан в патенте РФ на изобретение [19]. Основная идея этого подхода состоит в использовании импульсов электрического поля с длительностью, достаточной для экстракции относительно легких ионов из жидкости, но неспособных привести к существенному перемещению и вытеканию жидкости из каналов мембраны. Важной особенностью описанной конструкции мембранного ионного источника в этом случае является покрытие поверхности мембраны проводящей металлической пленкой для эффективного создания электрических полей внутри каналов мембраны. При этом некоторая зона вокруг каналов остается непокрытой металлом, что важно для сохранения достаточного угла смачивания жидкостью поверхности мембраны, препятствующего растеканию жидкости. Эти особенности предлагаемой конструкции мембранного ионного источника могут быть использованы в некоторых вариантах реализации настоящего изобретения, поэтому описанный подход принят за его прототип.
Воздействие на поверхность мембраны сверхзвукового газового потока, особенно при содержании в нем метастабильно возбужденных атомов, как предлагается в настоящем изобретении, может также позволить преодолеть описанные трудности. Кроме этого ионы могут быть образованы из нейтральных молекул раствора, а изначально ионизированные соединения в растворе подвергнуты трансформации воздействием метастабильно возбужденных атомов, что может расширить аналитические возможности такого подхода.
В последние 20 лет широкое распространение в масс-спектрометрии получили газонаполненные радиочастотные мультиполя, устройства, содержащие набор обычно параллельных друг другу стержней, симметрично расположенных вокруг оси устройства. Радиочастотные напряжения чаще всего в противофазе подаются на соседние стержни. Эти устройства обычно используются как средства фокусировки и эффективной транспортировки ионов или для накопления ионов (в этом случае они называются линейными радиочастотными ловушками или линейными ионными ловушками) с возможной изоляцией выбранных ионов и проведением контролируемой диссоциации и других структурных превращений [20-22]. В этих устройствах используется описанное еще в Механике Ландау и Лифшица [23] свойство высокочастотных силовых полей вызывать выталкивание частиц в таких полях в сторону уменьшения напряженности этих полей. Если говорить более точно, то усредненное движение частиц в таких (электрических) полях описывается в первом приближении эффективным потенциалом, прямо пропорциональным квадрату напряженности высокочастотного поля, умноженной на квадрат заряда частицы, и обратно пропорциональным массе частицы. Для частного случая идеального радиочастотного квадруполя эффективный потенциал квадратично зависит от обеих координат (в прямоугольной системе координат в плоскости, ортогональной оси квадруполя), достигая минимального значения на оси квадруполя. Усредненное свободное движение ионов в таком поле (при отсутствии других внешних полей, столкновений с молекулами остаточных газов и в пренебрежении ион-ионными взаимодействиями) - независимые гармонические колебания по обеим координатам. В этих устройствах, используемых как ионные накопители и реакторы, два важных в этом случае свойства - способность к накоплению ионов и способность разделять эти ионы могут вступать в противоречие друг с другом. Для того чтобы эффективно останавливать ионы внутри мультиполя, обычно нужна достаточно высокая плотность газа, а для высокой селективности изоляции выбранных ионов или возбуждения резонансных осцилляций ионов и их разогрева (для проведения фрагментации и других превращений) плотность газа должна быть относительно мала.
Один из возможных подходов для преодоления этого противоречия путем создания мало расходящегося сверхзвукового газового потока [24], направленного вдоль оси мультиполя и создающего повышенную плотность газа около этой оси, описан в наших патентах РФ [25-27]. При использовании многоканального сверхзвукового потока, направленного вдоль образующих слабо расходящегося клина, как описано в нашей заявке на патент РФ [28] чувствительность может быть заметно выше, чем при одноканальном таком же потоке. При этом время пребывания ионов внутри потока в многоканальном случае может быть существенно уменьшено, и в конце квадруполя анализируемые ионы могут быть сфокусированы вблизи оси радиочастотного квадруполя, где плотность газа будет близка к остаточной плотности. Таким образом, проблема экстракции ионов из газового потока, критичная при его распространении вдоль оси квадруполя, также практически может быть снята.
Программное обеспечение для анализа экспериментальных данных должно включать пакеты программ, реализующие в основных чертах разработанные нами оригинальные методы, описанные в [29-33]. Среди этих методов наиболее важными являются:
1. Метод коррекции эффектов насыщения и «мертвого» времени при использовании время-цифрового преобразования для регистрации данных ВПМС [31];
2. Метод выявления экспоненциальных вкладов в зарегистрированный сигнал от ансамбля ионов, релаксирующего к новому стационарному состоянию после переключения режима накопления ионов [29, стр. 192], с нахождением корней характеристического полинома с помощью процедуры, описанной в [33];
3. Метод выявления экспоненциальных вкладов в совокупности кривых ионного тока, развитый ранее для анализа совокупности эффузиометрических кривых [32].
Существующие методы при реализации столкновительно-индуцированной диссоциации ионов или при проведении кинетических масс-спектрометрических измерений 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 [34], 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 время-пролетном масс-спектрометре). Этот гораздо более технически сложный, чем в нашем случае, подход, конечно, исключает проведение каких-либо кинетических измерений и производит выделение первичных ионов для диссоциации только по m/z.
Динамические методы захвата ионов в квадрупольную ловушку, когда обратный выход ионов запирается включением соответствующего потенциала (например, на входной диафрагме квадруполя) 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 вращательного поля для селективной диссоциации накопленных в квадрупольной линейной ловушке ионов при столкновении с атомами или молекулами буферного газа описано в патенте США №7351965 В2 [35]. Регистрацию ионов-продуктов, также удаление нежелательных ионов предлагается производить через щели вдоль вершин основных электродов гиперболической формы. Нарушения квадрупольного поля вблизи этих щелей предлагается компенсировать с помощью тонких электродов, расположенных вдоль щелей посередине на выходе из них. При проведении диссоциации предлагается намеренно искажать квадрупольное поле заданием потенциалов на этих вспомогательных электродах, отличных от потенциалов основных электродов. Это полезно делать для смещения резонансных частот сильно раскрученных ионов для предотвращения их гибели на электродах квадруполя. В рассматриваемом патенте [35] предлагается производить захват ионов в ловушку динамически, поднимая напряжение на входной диафрагме, т.к. давление буферного газа в квадруполе недостаточно, чтобы остановить ионы, отраженные от запирающего потенциала на последней секции квадруполя. В этом случае в ловушке остаются ионы, совершившие отражение от этого потенциала и не успевшие выйти назад через выходную диафрагму квадруполя до установления на ней запирающего напряжения. В патенте [35] для обеспечения улавливания достаточно большого числа анализируемых ионов предполагается использование относительно длинного квадруполя (1000 мм). Такая длина не только увеличивает габариты прибора, но и предъявляет более жесткие требования к параллельности стержней квадруполя и соблюдению других условий его изготовления для обеспечения однородности резонансных частот свободных движений ионов в разных местах квадруполя. Предлагаемый в настоящем изобретении метод накопления ионов, как ожидается, позволит накапливать достаточное число ионов в квадруполе, на порядок менее длинном, при сравнимом остаточном давлении буферного газа.
Стандартным методом оценки сечений столкновений ионов, движущихся в газе, является та или иная разновидность измерения подвижности иона или коэффициента пропорциональности между стационарной скоростью иона и напряженностью электрического поля, вызывающего это движение. Часто это движение используется для предварительного разделения ионов. Поскольку в обычных вариантах реализации метода время движения ионов в дрейфовой трубе относительно невелико, наиболее приемлемым оказывается сочетание разделения ионов по подвижности с время-пролетным анализатором с ортогональным вводом ионов.
Серьезной проблемой такого сочетания является обеспечение высокой трансмиссии ионов через дрейфовую трубу в ВПМС. Одно из возможных решений было предложено нами в патенте США №6992284 [36], 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 вместо однородного электрического поля последовательности чередующихся участков сильного и слабого 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. Все же во всех реализованных вариантах разделения ионов по подвижности достаточно высокого разрешения получить не удается. Даже для дрейфа ионов при атмосферном давлении не достигается разрешения более 100.
В предлагаемом изобретении подвижность ионов в их разделении выступает опосредованно. Чем больше подвижность ионов с заданным m/z, тем большую амплитуду колебаний ионы будут иметь под действием резонансного осциллирующего поля и, следовательно, будут сильнее отталкиваться запирающим полем выходной диафрагмы квадруполя, обеспечивая увеличение характеристического времени релаксации сигнала при изменении условий накопления ионов. Определение таких характеристических времен релаксационных кривых ионов с выбранным значением m/z, позволит дополнительно разделять их в соответствии с различными значениями подвижности.
В Патенте США №7397029 от 8 июля 2008 г., В.Д. Беркута и В.М. Дорошенко [37], 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 [38, 39]. 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. Более того при использовании смеси инертных газов в качестве буферного газа изменением энергии электронов может достигаться изменение состава метастабильных атомов, что может позволить производить селективную ионизацию компонент анализируемого образца без изменения состава буферного газа. 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 капилляров формирования потока.
РАСКРЫТИЕ ИЗОБРЕТЕНИЯ
Особенностями возможной реализации предлагаемых методов являются: Поток исследуемых ионов - это результат экстракции ионов из жидкой пробы, выходящей из каналов в мембранном ионном источнике, при воздействии сверхзвукового газового потока на поверхность мембраны. Альтернативно ионы образуются из нейтральных молекул, испаряющихся из этой пробы, за счет ионизации Пенинга при взаимодействии с метастабильными атомами буферного газа в сверхзвуковом газовом потоке. Метастабильные атомы в упомянутом потоке образуются либо в высокочастотном газовом разряде, организуемом на выходе каналов формирования потока, либо поток пропускается через источник электронной ионизации с изменяемой кинетической энергией электронов. Часть каналов формирования сверхзвукового потока направлена на поверхность мембраны, остальные - вдоль образующих, ортогональных острию слабо сходящегося клина, ось симметрии которого проходит через источник электронной ионизации и далее вдоль радиочастотного квадруполя, практически совпадая с осью этого квадруполя. Острие клина или линия пересечения образующих проходит вблизи поверхности упомянутой выше мембраны, из каналов которой просачивается анализируемая жидкость. Просачивание жидкости через каналы мембраны обуславливается перепадом давления между наружной и внутренней поверхностями мембраны и разностью электрических потенциалов между этими поверхностями. Для подачи нужных потенциалов поверхности мембраны могут быть покрыты проводящими слоями. При анализе проводящей жидкости покрытие наружной поверхности мембраны (находящейся под атмосферным давлением) проводящим слоем не является обязательным.
Каналы формирования сверхзвукового потока на противоположных плоскостях клина смещены в направлении вдоль острия клина, так что в области острия клина вблизи мембраны, где продолжения таких каналов оказываются максимально близкими, вышедшие из них струи сверхзвукового газового потока пересекаются только своими периферийными частями, где плотность атомов газа в струе по крайней мере вдвое меньше, чем в середине струи. Подогрев камеры и каналов формирования струй сверхзвукового газового потока обеспечит эффективное испарение жидкости из каналов мембраны и выход ионов и заряженных капель жидкости за счет повышенной кинетической энергии атомов потока. Для обеспечения надежного испарения заряженных капель, для лучшего собирания и декластеризации анализируемых ионов на небольшом удалении от мембраны и острия клина в направлении квадруполя располагается тонкий проволочный электрод, электрическое поле которого притягивает анализируемые ионы. Для предотвращения гибели таких ионов на этом электроде он либо покрывается тонкой диэлектрической пленкой, либо к нему прикладывается наряду с постоянным, радиочастотное напряжение, отталкивающее ионы. Далее расходящиеся струи сверхзвукового газового потока вместе с ионами поступают внутрь радиочастотного квадруполя. Угол расходимости струй таков, что плотность газа в потоке около оси квадруполя в его второй половине значимо не превышает средней плотности остаточных газов в квадруполе. После выхода из квадруполя ионный пучок вводится в последующий масс-анализатор с помощью соосного конического или клинообразного скиммера с входным отверстием или щелью на его вершине. При этом большая часть газового потока рассеивается внешней поверхностью скиммера и поступает в первую ступень дифференциальной откачки
-4
Особенности и преимущества предлагаемого подхода являются следствием малой расходимости сверхзвукового газового потока, выходящего из относительного тонких и длинных каналов с пониженным (по сравнению с атмосферным) давлением газа на их входе. При этом длина свободного пробега молекул основного компонента газового потока сравнима с диаметром канала. Можно подобрать условия формирования упомянутого потока, так чтобы во второй половине радиочастотного квадруполя плотность газа около его оси практически не отличалась от плотности остаточных газов на периферии радиочастотного квадруполя. Эта плотность для эффективного функционирования источника электронной ионизации должна быть достаточно мала, соответствуя давлению при комнатной температуре 10 Торр и менее. Таким образом, движение ионов вблизи оси квадруполя будет таким же, как в обычном квадруполе при такой же плотности остаточных газов. Разница будет в том, что относительно энергичные собственные колебания ионов в направлении, перпендикулярном плоскости симметрии клина, будут значительно быстрее погашены газовым потоком вдоль поверхностей клина. Тем самым, будут обеспечены более благоприятные условия для регистрации обзорных масс-спектров исследуемого образца по сравнению с обычным газонаполненным квадруполем или с одноканальным сверхзвуковым потоком вдоль его оси.
3
+
-
Поток ионов, выходящих из каналов мембраны воздействием электрического поля и сверхзвукового газового потока, будет постепенно менять pH раствора за счет преимущественного выхода малых ионов HO или OH из каналов мембраны. Направление изменения pH определяется знаком регистрируемых ионов. Если в анализируемый раствор была добавлена в подходящей концентрации соль щелочного металла, например, NaCl, то могут наблюдаться двумерные зарядовые распределения многозарядных ионов биомолекул по числу удерживаемых этими ионами протонов и в данном случае ионов натрия. Используя развитую нами методику декомпозиции таких зарядовых распределений [33, 40] можно определить вероятности удерживания различных носителей заряда отдельными ионогенными группами биомолекул. Если контролировать pH основного раствора и содержание ионов натрия, то получив вероятности удерживания протона и ионов натрия некоторыми сайтами биомолекул, можно оценить отношения соответствующих констант равновесия для этих сайтов. Совокупность таких оценок может характеризовать пространственную структуру биомолекулы в растворе и практически не зависеть от изменения состава и вида ионов при переходе в газовую фазу и от их различных дискриминаций при транспортировке и регистрации.
При анализе нейтральных микропримесей производится их детектирование в виде ионов, образовавшихся под действием метастабильных атомов сверхзвукового газового потока. Здесь возможно некоторое разделение анализируемых микропримесей при изменении энергии ионизирующих электронов в ионном источнике электронной ионизации. Для этого в качестве буферного газа при формировании сверхзвукового потока можно, например, использовать смесь инертных газов с близкими концентрациями: He, Ne, Ar, Xe. Энергии ионизации этих газов и образования их метастабильно возбужденных атомов меняются в диапазоне около 10 эВ и покрывают разброс возможных энергий ионизации большинства известных соединений. Переход от одной энергии электронов к другой для интервала, специфичного для данного целевого соединения, может позволить выделить ионы, образованные из этого соединения.
Для идентификации биомолекул, также как и для установления структуры молекул обычных химических соединений может потребоваться детальный анализ выбранных ионов, включая их столкновительно-индуцированную диссоциацию. Вынужденные колебания ионов в плоскости симметрии клина во второй половине квадруполя при соответствующем дипольном возбуждении будут происходить при давлении газа, близком к остаточному. Это может обеспечить достаточно высокую избирательность элиминирования нежелательных компонент и накопления выбранных ионов, отличающихся по m/z и/или находящихся в разных зарядовых состояниях, для последующей диссоциации при столкновениях с атомами и/или молекулами буферного газа. Для обеспечения эффективного управления движением ионов внутри квадруполя созданием подходящих электрических полей без нарушения условий фокусировки ионов вне квадруполя входная и выходная диафрагмы этого квадруполя являются многослойными с независимым заданием потенциалов на этих слоях.
Созданием в первой половине квадруполя продольного электрического поля, направленного против потока (противополя) при практическом отсутствии продольного поля во второй половине квадруполя, поступление некоторых ионов (с сечением столкновений, существенно меньшим, чем анализируемых ионов) во вторую половину квадруполя может быть прекращено. Поток ионов с m/z, меньшим заданного, может быть прерван приложением соответствующего радиочастотного напряжения к стержням в первой половине квадруполя. Наложением нерезонансного осциллирующего поля в плоскости симметрии клина с частотой, много меньше резонансной для анализируемых ионов с максимальным значением m/z, заторможенные продольным противополем ионы могут быть переведены на осциллирующие траектории. Амплитуды этих траекторий пропорциональны величине осциллирующего напряжения и практически не зависят от плотности газа. Они возрастают с увеличением m/z иона. Таким образом, ионы с желаемым значением m/z могут быть выведены в область максимума накопления за счет увеличивающегося отражения ионов от излома продольного напряжения в середине квадруполя, некомпенсированного их гибелью на стержнях квадруполя. При этом ионы с большими m/z могут будут накапливаться в уменьшающейся степени по мере быстрого увеличения их гибели на стержнях квадруполя при увеличении амплитуды осцилляций.
Изменением напряженности противополя в первой половине квадруполя накапливающиеся или достигшие стационарного уровня накопления ионы могут быть «остановлены» на различных расстояниях от конца первой половины квадруполя. Сдвиг локализации такой «остановки» приведет к релаксационному переходу от одного стационарного числа «остановленных» ионов к другому, что выразится в наблюдении соответствующих релаксационных кривых. Характеристические времена этих кривых будут соответствовать средним положениям остановленных ионов (зависящим от их подвижности) по отношению к области перехода из первой половины квадруполя во вторую.
3
При энергиях ионизирующих электронов, достаточных для образования метастабильно возбужденных частиц основных компонент газового потока, внутри этого потока возможны процессы трансформации и гибели анализируемых ионов, которые могут происходить в результате захвата таких частиц этими ионами. Поляризуемость метастабильно возбужденных атомов много больше, чем для невозбужденных (для Ar ~300 и ~1,6 А соответственно). Частота столкновений исследуемых ионов и атомов газа пропорциональна заряду иона, корню квадратному из поляризуемости атома газа и при массе иона, существенно большей массы атома, практически не зависит от других свойств иона. Скорость гибели ионов будет зависеть от времени пребывания данных ионов внутри газового потока 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 метастабильной частицы иону необязательно означает его гибель или изменение m/z. Избыточная энергия может изменить структуру иона или быть рассеяна при столкновениях с атомами и молекулами газового потока. Таким образом, скорости релаксации интенсивностей пиков ионов при скачкообразном изменения условий для захвата метастабильных частиц могут быть разными для разных типов ионов (даже при совпадающих m/z и подвижностях), и на этой основе возможно дополнительное разделение ионов.
В настоящем случае также возможно образование ионов-продуктов, если в результате взаимодействия с метастабильной частицей происходит диссоциация при сохранении заряда, хотя бы одним осколком исходного иона. Если исходные ионы «остановлены» в конце первой половины квадруполя, то частично произвольные ионы-продукты могут оказаться во второй половине квадруполя и могут быть зарегистрированы масс-анализатором, если их образование произошло вблизи или внутри зоны перехода из первой половины квадруполя во вторую или заняло некоторое время, превышающее время перехода родительского иона из первой половины квадруполя во вторую. Интенсивности этих ионов-продуктов будут релаксировать с тем же характерным временем, что и родительские ионы. При наложении нескольких типов ионов, релаксирующих с разными характерными временами, они могут разделены методами многомерного разделения экспоненциальных вкладов, описанными нами ранее [25, 32].
Более интересная возможность подобного анализа ионов может быть реализована во второй половине квадруполя после предварительного выделения интересующего пакета ионов описанным выше способом в первой половине квадруполя или без такого выделения. Для обеспечения беспрепятственного переноса заторможенных ионов из первой половины квадруполя создается практически нулевое продольное поле вдоль второй половины квадруполя. Это обеспечит регистрацию обзорных масс-спектров ионов, выходящих из первой половины квадруполя. Если выходная диафрагма квадруполя выбрана такой, чтобы пропускать большую часть газового потока, то приложение к ней небольшого тормозящего напряжения, не превышающего потенциал ионного источника, не уменьшит заметно поток регистрируемых ионов. Эта диафрагма сможет отразить назад только ионы, достаточно сильно отклонившиеся от оси квадруполя. Возбуждением резонансных или нерезонансных осцилляций ионов с выбранным m/z в плоскости симметрии клина, содержащего струи газового потока, можно вывести интересующие ионы в зону, где они будут отталкиваться от выходной диафрагмы. Они будут возвращаться в первую половину квадруполя и накапливаться там до достижения некоторого стационарного уровня, определяемого исходным потоком этих ионов и скоростями их гибели на стержнях квадруполя и их выхода из квадруполя для регистрации.
В плоскости симметрии клина, содержащего струи потока, плотность газа в конце квадруполя будет близка к остаточной плотности, и поэтому избирательность резонансных колебаний ионов должна быть достаточно высока. При увеличении амплитуды резонансных колебаний должна увеличиваться скорость гибели соответствующих ионов на стержнях квадруполя и одновременно уменьшаться скорость их выхода из квадруполя. При совпадении этих скоростей величина регистрируемого ионного тока осциллирующих ионов должна уменьшиться вдвое по сравнению со случаем отсутствия осцилляций. Сама величина такой скорости гибели-регистрации будет зависеть от величины тормозящего напряжения, приложенного к выходной диафрагме квадруполя. Оптимальной для последующих измерений будет такая его величина, когда характерное время установления стационарного регистрируемого ионного тока осциллирующих ионов при скачкообразном изменении какого-либо условия, влияющего на поток ионов, будет в диапазоне 10-20 секунд. Именно с таким характерным временем будет затухать регистрируемый ток осциллирующих ионов при запирании входного потока ионов, например, повышением напряжения на внешней стороне входной диафрагмы квадруполя до величины, превышающей потенциал источника ионов.
Для однородного ансамбля осциллирующих ионов в этом случае регистрируемый ионный ток будет экспоненциально затухать с некоторым характерным временем в указанном диапазоне, по крайней мере после некоторой задержки, когда объемный заряд ионов не будет оказывать заметного влияния на перенос ионов из квадруполя в масс-анализатор. Если этот ансамбль включает несколько типов ионов, различающихся по подвижности, то каждый из таких типов будет иметь свою амплитуду колебаний (при резонансных колебаниях), пропорциональную подвижности. В этом случае тормозящее поле выходной диафрагмы будет по-разному препятствовать выходу таких ионов из квадруполя, отличаться также будут и скорости гибели таких ионов на стержнях квадруполя. В соответствии со своей подвижностью каждый тип ионов будет иметь свое характерное время затухания регистрируемого сигнала, и общая регистрируемая кривая ионного тока резонансно осциллирующих ионов будет суммой экспоненциальных зависимостей.
Если в момент прохождения этими ионами вблизи оси квадруполя создать короткий импульс электрического поля в направлении, ортогональном осцилляциям, то при подходящей его амплитуде ионы достигнут поверхности клина, содержащей газовые струи. При амплитуде осцилляций, не превышающей полуширину газового потока, ион может пройти точку возврата или точку «остановки» и провести относительно значительное время внутри достаточно плотного газового потока. В этом случае он имеет шанс столкнуться с метастабильно возбужденным атомом потока и подвергнуться диссоциации. При периодическом наложении таких импульсов с периодом, значимо превышающим время релаксации осцилляций ионов в плоскости симметрии клина, заметная часть ионов будет трансформирована. В этом случае вероятность гибели ионов возрастет, и ионный ток этих ионов начнет затухать. Характерное время затухания потока ионов будет зависеть от природы иона. Наряду с исходными ионами будут наблюдаться их ионы-продукты, и их токи будут затухать с теми же характерными временами, что и родительские ионы. Подобное поведение выбранных ионов может наблюдаться и после изменения направления их осцилляций, так чтобы их точка «остановки» попадала внутрь зоны относительно высокой плотности газа в потоке. Также возможно наложение осцилляций в двух направлениях в плоскости симметрии клина, содержащего струи газового потока, и ортогонально этой плоскости. При одинаковой частоте этих осцилляций и сдвиге по фазе на π/2 ионы будут двигаться по эллиптической траектории с различным пересечением зоны относительно плотного газового потока, зависящим от m/z и/или подвижности ионов. При выключении/включении соответствующих напряжений будут наблюдаться релаксационные кривые. При наличии ионов-продуктов характеристические времена их релаксационных кривых будут совпадать с характеристическими временами исходных ионов. При несовпадении частот осцилляций в ортогональных направлениях или при выключении/включении только одного осциллирующего напряжения релаксационные кривые ионов-продуктов могут отличаться от релаксационных кривых исходных ионов. Для выявления присутствия и оценки концентрации целевого соединения в исследуемом растворе в случае варьирования амплитуды включаемых выключаемых напряжений можно использовать многомерный вариант метода селективной цифровой фильтрации, описанный нами ранее [48].
Возможна при этом реализация различных вариантов трансформации родительских ионов. Например, это использование различных газов для получения метастабильно возбужденных частиц и изменение энергии ионизирующих электронов для возбуждения большего числа высокоэнергетических возбужденных состояний или, наоборот, уменьшения концентрации метастабильно возбужденных частиц. Во-вторых, это может быть существенное увеличение эффективной температуры ионов кратным увеличением амплитуды радиочастотного напряжения в момент «остановки» ионов внутри газового потока на период их исходных колебаний, как это описано в нашем патенте РФ [41] при вращении ионов в квадруполе. Еще одна возможность управления столкновительной диссоциацией выбранных ионов - это импульсное их ускорение-замедление вдоль газового потока во время пребывания их существенной доли внутри этого потока. В последних двух случаях доля «обычной» столкновительно-индуцированной диссоциации ионов может превысить вклад ионной трансформации при столкновениях с метастабильно возбужденными атомами.
КРАТКОЕ ОПИСАНИЕ ИЛЛЮСТРАЦИЙ
Для более полного понимания настоящего изобретения последующее описание соотнесено с соответствующими иллюстрациями, в которых:
Рис. 1. Общая схема газодинамического интерфейса орто-ВПМС с мембранным ионным источником и многоканальным сверхзвуковым газовым потоком с осевым выводом ионов из газового потока в масс-анализатор.
Рис. 2. Схематический вид поперечного сечения (А-А) интерфейса в расположении области декластеризации ионов.
Рис. 3. Схематический вид поперечного сечения (В-В) в первой половине радиочастотного квадруполя с вынужденными нерезонансными осцилляциями ионов и их накоплением в выбранном диапазоне m/z.
Рис. 4. Иллюстрация к разделению по характеристическим временам накопления ионов.
Рис. 5. Расчетные резонансные кривые для вращающихся или осциллирующих ионов в квадруполе с m/z=400 и 401 для буферного газа аргона при плотностях, соответствующих 0,3 мТорр и 30 мТорр при комнатной температуре.
Рис. 6. Схематический вид поперечного сечения (С-С) в конце второй половины радиочастотного квадруполя с осциллирующими ионами в плоскости симметрии газового потока и в ортогональном направлении.
Рис. 7. Два примера экспериментальных релаксационных кривых регистрируемых ионных токов при переключении режимов накопления соответствующих ионов для смещенного одноканального сверхзвукового газового потока.
Рис. 8. Иллюстрация к формированию многомерных релаксационных данных.
<mrow><mi>S</mi><msubsup><mi>F</mi><mn>5</mn><mo>+</mo></msubsup></mrow>
Рис. 9. Экспериментальные зависимости измеряемых потоков ионов
от величины осциллирующего напряжения при различных модах осцилляций и сравнительные изменения токов ионов двух изотопов ксенона для вертикальных осцилляций для смещенного одноканального сверхзвукового газового потока.
вх
вх
<mrow><msub><mi>Q</mi><mrow><mi>в</mi><mi>х</mi></mrow></msub><mo>≈</mo><mi>a</mi><mo>⋅</mo><msubsup><mi>p</mi><mrow><mi>в</mi><mi>х</mi></mrow><mn>2</mn></msubsup></mrow>
Рис 10. Зависимость потока Q смеси 2% Xe в Ar через капилляр от давления p на входе капилляра: точки - экспериментальные данные, сплошная кривая - аппроксимация квадратичной функцией:
.
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 в вакуумную часть масс-спектрометра с помощью сверхзвукового газового потока описан в нашем патенте США №7482582 от 27 января 2009 года [42]. Он был развит далее для обеспечения дополнительных аналитических возможностей за счет резонансного возбуждения вращения ионов вокруг сверхзвукового потока в следующем нашем патенте США №7547878 от 16 июня 2009 года [43]. 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 [25-27]. Реализация нового варианта накопления и изоляции анализируемых ионов из источника электронной ионизации в радиочастотном квадруполе, основанного на использовании вне осевого многоканального сверхзвукового потока описана в нашей заявке на патент РФ [28]. Струи этого потока направлены вдоль образующих расходящегося клина с осью симметрии, направленной вдоль оси радиочастотного квадруполя. В этом случае в отличие от описанного в патенте РФ [27] варианта ортогонального вывода ионов в масс-анализатор имеется возможность эффективного соосного сопряжения масс-анализатора с газодинамическим интерфейсом.
5
2
В настоящем изобретении большая часть струй сверхзвукового газового потока (5) из каналов (4), Рис. 1, направлена вдоль образующих сходящегося клина, острие которого локализовано вблизи средней точки трековой мембраны (84), которая в этом месте имеет максимальный прогиб под действием атмосферного давления с внешней стороны мембраны. Оставшиеся струи потока из каналов (90) направлены непосредственно на поверхность мембраны, либо рассеиваются на краях оболочки (82) крепления мембраны, частично обдувая «вакуумную» поверхность мембраны. Проведем необходимые оценки при просачивании водных растворов через мембрану с каналами диаметром 50 нм, длиной 10 мкм и плотностью 10 каналов на 1 мм.
r
H2O
Средняя тепловая скорость молекул воды при комнатной температуре - T (k - постоянная Больцмана, M - молекул воды) равна:
sat
-6
2
3
-4
3
6
2
2
<mrow><msub><mi>V</mi><mrow><mi>v</mi><mi>a</mi><mi>p</mi></mrow></msub><mo>=</mo><mfrac><mrow><msub><mi>n</mi><mrow><mi>s</mi><mi>a</mi><mi>t</mi></mrow></msub></mrow><mn>4</mn></mfrac><msub><mi>V</mi><mi>T</mi></msub><mi>π</mi><msup><mi>r</mi><mn>2</mn></msup><mo>=</mo><mfrac><mrow><mn>18</mn></mrow><mn>4</mn></mfrac><mo>⋅</mo><mn>59000</mn><mo>⋅</mo><mn>3,14</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>2,5</mn></mrow><mn>2</mn></msup><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mo>−</mo><mn>12</mn></mrow></msup><mo>=</mo><mn>5,2</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mo>−</mo><mn>6</mn></mrow></msup><mtext> </mtext><mi>с</mi><msup><mi>м</mi><mn>3</mn></msup><mi>Т</mi><mi>о</mi><mi>р</mi><mi>р</mi><mo>/</mo><mi>с</mi></mrow>
Давление насыщенного пара воды при комнатной температуре - ~18 Торр, эквивалентная плотность - n, радиус канала r=2,5·10см. Скорость испарения жидкости равна скорости конденсации в условиях равновесия:
- из канала 50 нм диам. Из мембраны площадью ~4 мм общий поток пара воды будет ~2,1 смТорр/с. Поток газа в нашей системе при остаточном давлении в интерфейсе 10Торр 0,75 sccm≈9,5 смТорр/с. (см. Рис. 10). Таким образом, поток паров воды из мембраны при комнатной температуре не сильно увеличит остаточное давление в интерфейсе. Поток жидкости (масса в секунду, Ландау Гидродинамика, стр. 82) через канал радиуса r и длины L при перепаде давления Δp (~10 дн/см для атмосферного давления) и динамической вязкости v=0.01 см/с для воды (Ландау стр. 74):
<mrow><mi>Q</mi><mo>=</mo><mfrac><mrow><mi>π</mi><mi>Δ</mi><mi>p</mi></mrow><mrow><mn>8</mn><mi>v</mi><mi>l</mi></mrow></mfrac><msup><mi>r</mi><mn>4</mn></msup><mo>≈</mo><mfrac><mrow><mn>3,14</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mn>6</mn></msup></mrow><mrow><mn>8</mn><mo>⋅</mo><mn>0,01</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mo>−</mo><mn>3</mn></mrow></msup></mrow></mfrac><msup><mrow><mn>2,5</mn></mrow><mn>4</mn></msup><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mo>−</mo><mn>24</mn></mrow></msup><mo>≈</mo><mn>1,5</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mo>−</mo><mn>12</mn></mrow></msup><mtext> </mtext><mi>г</mi><mo>/</mo><mi>с</mi></mrow>
<mrow><msub><mi>M</mi><mrow><mi>с</mi><msup><mi>м</mi><mn>3</mn></msup></mrow></msub><mo>≈</mo><mfrac><mrow><mn>18</mn><mo>⋅</mo><mn>273</mn></mrow><mrow><mn>22,4</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mn>3</mn></msup><mn>760</mn><mo>⋅</mo><mn>293</mn></mrow></mfrac><mo>≈</mo><mn>0,985</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mo>−</mo><mn>6</mn></mrow></msup><mo>≈</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mo>−</mo><mn>6</mn></mrow></msup><mtext> </mtext><mi>г</mi><mo>/</mo><mi>с</mi></mrow>
5
-7
3
3
. Для 4-10 каналов Q=6·10 г/с. 1 смТорр/с для водяного пара при комнатной температуре -
. Q≈0,6 смТорр/с.
3
3
5
3
Таким образом, для мембраны с каналами с диаметром 50 нм и длиной 10 мкм скорость испарения при комнатной температуре в ~3,5 раза больше скорости истечения воды. За счет уменьшения температуры испарения уравнять скорости испарения и истечения возможно только приблизившись к точке замерзания, т.к. при 0°С давление насыщенного пара воды в 3,9 раза меньше этого давления при комнатной температуре. Увеличивать диаметр каналов вряд ли целесообразно, т.к. будет возрастать при фиксированной температуре поток паров воды. Потребуется более мощная откачка для того, чтобы оставить работоспособным ионный источник (4). Увеличить скорость истечения раствора из каналов можно созданием электрического поля внутри каналов. С другой стороны, если примерно третья часть газового потока направляется на мембрану, то при исходной температуре газа около 100° Цельсия энергии газовых атомов не хватит, чтобы поддерживать испарение воды из мембраны при комнатной температуре. Ее может хватить на испарение при меньшей температуре, несколько большей 0°С. Поток атомов в 3,5 смТорр/с с избыточной энергией, соответствующей 100°, может дать поток пара воды в 0,56 смТорр/с. Скорость испарения воды из 4·10 каналов при 0°C - 0,54 смТорр/с. Это означает, что желательно иметь дополнительный подвод энергии к мембране для предотвращения замерзания раствора в каналах. Некоторое увеличение температуры мембраны могло бы обеспечить тепловыделение за счет работы совершаемой силой давления при продавливании раствора через каналы мембраны. Однако, этот вклад пренебрежимо мал. Выделяемая мощность для одного канала, поскольку величина массового потока для воды численно совпадает с величиной объемного потока, такова:
5
-7
-5
а для 4·10 каналов она будет равна ~0,6 эрг. По сравнению с энергией, нужной для испарения вышедшей за 1 с из каналов воды Q=6·10 г - 2500·6 эрг, 0,6 эрг составляет 4·10 долю. Дополнительный нагрев за счет протекания электрического тока в каналах при создании электрического поля в них примерно такого же порядка величины, как показывают оценки, проведенные ниже. Покрытие «вакуумной» поверхности мембраны проводящим слоем позволит создать контролируемое электрическое поле внутри каналов. Ее подогрев пропусканием тока вдоль проводящего покрытия также может быть организован.
2
<mrow><mi>F</mi><mo>=</mo><mn>0,5</mn><msup><mrow><mrow><mo>(</mo><mrow><mfrac><mrow><mi>r</mi><mi>Δ</mi><mi>U</mi></mrow><mi>L</mi></mfrac></mrow><mo>)</mo></mrow></mrow><mn>2</mn></msup></mrow>
Электрическое поле на выходе из канала эквивалентно увеличению перепада давления и увеличивает скорость истечения. Внешнее поле напряженностью E=ΔU/L, чтобы скомпенсировать поле внутри проводника, создает на его поверхности (если в канале мембраны электролит) поверхностную плотность заряда σ=ΔU/(2πL). Общий заряд поверхности электролита в канале мембраны будет q=rΔU/(2L). Сила, действующая на заряд равна
. Эту силу нужно сложить с силой от перепада давления для расчета скорости истечения:
<mrow><mn>0,5</mn><msup><mrow><mrow><mo>(</mo><mrow><mfrac><mrow><mi>Δ</mi><mi>U</mi></mrow><mi>L</mi></mfrac></mrow><mo>)</mo></mrow></mrow><mn>2</mn></msup></mrow>
<mrow><msup><mrow><mrow><mo>(</mo><mrow><mfrac><mrow><mi>Δ</mi><mi>U</mi></mrow><mi>L</mi></mfrac></mrow><mo>)</mo></mrow></mrow><mn>2</mn></msup><mo>=</mo><mn>6</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mn>6</mn></msup></mrow>
<mrow><mfrac><mrow><mi>Δ</mi><mi>U</mi></mrow><mi>L</mi></mfrac><mo>≈</mo><mn>2,4</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mn>3</mn></msup><mtext> </mtext><mi>э</mi><mi>л</mi><mo>.</mo><mi>с</mi><mi>т</mi><mo>.</mo><mi>е</mi><mi>д</mi><mo>.</mo><mo>≈</mo><mn>7</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mn>5</mn></msup><mtext> </mtext><mi>В</mi><mo>/</mo><mi>с</mi><mi>м</mi></mrow>
<mrow><mi>q</mi><mo>=</mo><mfrac><mrow><msup><mi>r</mi><mn>2</mn></msup><mi>Δ</mi><mi>U</mi></mrow><mrow><mn>2</mn><mi>L</mi></mrow></mfrac><mo>=</mo><mn>6,25</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mo>−</mo><mn>12</mn></mrow></msup><mn>2,4</mn><mo>⋅</mo><mfrac><mrow><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mn>3</mn></msup></mrow><mn>2</mn></mfrac><mo>=</mo><mn>0,75</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mo>−</mo><mn>8</mn></mrow></msup><mtext> </mtext><mi>э</mi><mi>л</mi><mo>.</mo><mi>с</mi><mi>т</mi><mo>.</mo><mi>е</mi><mi>д</mi><mo>.</mo><mo>≈</mo><mn>16</mn><mtext> </mtext><mi>э</mi><mi>л</mi><mo>.</mo><mi>з</mi><mi>а</mi><mi>р</mi><mi>я</mi><mi>д</mi><mi>о</mi><mi>в</mi></mrow>
6
2
3
-6
700B
Чтобы скорость истечения стала в 2 раза больше, чем без поля, и приблизилась к скорости испарения при ~10°, нужно совпадение
с πΔp≈3·10 дн/см, т.е.
, и
. Для длины канала 10 мкм, падение напряжения вдоль канала должно быть 700 В. Величина заряда на поверхности жидкости в канале при таком напряжении
. Скорость истечения в этом случае удваивается по сравнению с бесполевым случаем: Q=1,2 смТорр/с. Поскольку в массовых единицах это 1,2·10 г/с, то линейная скорость истечения будет
4
5
4
9
-10
-7
или 3·10 диаметров канала в секунду. Если считать, что с такой частотой происходит обновление зарядов на поверхности жидкости в каналах, то электрический ток через мембрану будет: I=16·4·103·10=1,92·10 эл.зар./с=3·10 А. Выделяемая мощность достаточно мала: w≈2·10 Вт. Эта величина сравнима с полученной выше оценкой удельной работы (0,6 эрг/с) по выдавливанию жидкости из каналов. Полученная оценка величины тока через мембрану имеет смысл, если покрытие проводящим слоем поверхности мембраны проведено, как описано в патенте [19], когда вокруг каналов остались непокрытые зоны. Это не только предотвратит растекание жидкости из каналов по поверхности мембраны, но и оставит, только один сток зарядов из каналов - это уход их вместе с жидкостью в виде капель и кластерных ионов в вакуумную часть прибора.
<mrow><mo>∍</mo><mo>=</mo><mi>λ</mi><msub><mi>Q</mi><mrow><mn>700</mn><mi>B</mi></mrow></msub><msub><mi>M</mi><mrow><mi>с</mi><msup><mi>м</mi><mn>3</mn></msup></mrow></msub></mrow>
<mrow><msub><mi>М</mi><mrow><mi>с</mi><msup><mi>м</mi><mn>3</mn></msup></mrow></msub><mo>≈</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mo>−</mo><mn>6</mn></mrow></msup><mi>г</mi></mrow>
Для того, чтобы происходило испарение жидкости при постоянной температуре, необходим постоянный подвод энергии равной энергии испарения -
, где λ - теплота испарения одного г жидкости,
- масса кубического сантиметра водяного пара. Для воды λ около 2500 Дж/г необходимая мощность равна:
<mrow><mo>∍</mo><mo>=</mo><mn>2500</mn><mo>⋅</mo><mn>1,2</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mo>−</mo><mn>6</mn></mrow></msup><mo>=</mo><mn>3</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mo>−</mo><mn>3</mn></mrow></msup><mtext> </mtext><mi>В</mi><mi>а</mi><mi>т</mi><mi>т</mi><mo>.</mo></mrow>
Этот подвод может быть реализован приложением небольшого перепада напряжения к краям полоски металла, напыленного на поверхность мембраны. Если это золото толщиной около 10 нм длиной и шириной по 2 мм, то сопротивление полоски будет около 6 Ом. Для получения мощности около 3 мВт в этом случае нужен ток около 22 мА, для чего достаточно напряжения ~132 мВ. На самом деле нужен несколько больший подвод энергии, т.к. некоторая ее часть будет потеряна на излучение. Эта дополнительная энергия и будет подведена газовым потоком при подогреве капилляров формирования потока до температуры не превышающей 100°C. При образовании менисков жидкости, выходящей из каналов мембраны, получаемая жидкостью энергия возрастет как за счет увеличения эффективной площади открытой газовому потоку, так и за счет увеличения поступления теплового излучения от нагретого металлического слоя. Тем самым скорость испарения также возрастет. При небольшом начальном превышении скорости истечения над скоростью испарения при достижении некоторого среднего размера менисков эти скорости сравняются. Вышедшие вместе с жидкостью в мениски ионы биомолекул с молекулами растворителя вокруг них будут сдуваться газовым потоком, после получения достаточного суммарного импульса от атомов потока, входящих в эти мениски.
-10
+
3
Кроме упомянутого выше подогрева мембраны в описанную в [19] конструкцию мембранного ионного источника предполагается внести дополнительные изменения. Для устранения влияния примесей в воздухе лаборатории на результаты измерений аналитическая зона источника закрывается, например, резиновой прокладкой (87). Жидкая проба вводится через эту прокладку шприцем (88). Для предотвращения разрушения мембраны (84) иглой шприца устанавливается защитная сетка (83), которая одновременно является одним из электродов для организации электрического поля внутри каналов мембраны (84). Поскольку ионный ток через мембрану достаточно мал в соответствии с приведенной выше оценкой (~3·10 А при напряжении в 700 В), то внутреннее сопротивление соответствующего модуля питания может быть достаточно большим (около 1 мОм). Поэтому прикосновение к шприцу, контактирующего с раствором, находящимся под таким напряжением не представляет большой опасности, однако, для полной надежности такое напряжение на время манипулирования со шприцами должно быть выключено. Возможны два режима работы мембранного ионного источника. В первом случае шприц (88), содержащий в достаточном объеме анализируемую жидкую пробу оставляется на все время измерений, и жидкость из этого шприца под действием атмосферного давления на поршень шприца поступает внутрь аналитической зоны источника, поддерживая в ней постоянный объем и состав анализируемого образца. Во втором режиме работы с помощью шприца (88) заводится некоторый фиксированный объем жидкой пробы, шприц (88) удаляется и вставляется шприц (89), содержащий инертную газовую среду. Этот «газовый» шприц оставляется на все время измерений, и он поддерживает постоянное (около атмосферного) давление газовой среды над жидкой пробой, позволяя ей расходоваться просачиванием через мембрану (84). Если внутри каналов мембраны создано электрическое поле, то через эти каналы преимущественно уходят наиболее подвижные ионы (при анализе положительных ионов в водном растворе это ионы HO), меняя постепенно pH среды и возможно относительное содержание других ионов в растворе. Если контролировать ионный состав анализируемого раствора (методика и аппаратура для этого известны - http://www.shelfscientific.com/cgibin /tame/newlaz/microionn-m82.tam?ofr=16544039), то можно регистрировать распределения многозарядных ионов биомолекул в этих меняющихся и известных условиях. Проводя декомпозицию получаемых многомерных зарядовых распределений по описанной нами методике [33], можем определить адекватность изменений вероятностей определяемых вероятностей удерживания носителей заряда отдельными ионогенными группами биомолекулы равновесным процессам в растворе. В случаях соответствия равновесным соотношениям для таких групп могут быть определены соответствующие константы равновесия удерживания различных носителей заряда, которые являются специфичными для тех или иных конформаций исследуемых биомолекул в растворе. Тем самым они могут быть использованы для характеризации таких форм в анализируемых смесях. В необходимых случаях состав анализируемого раствора можно изменять более форсированно, если вместо инертного газа напускать с помощью шприца (89) под действием атмосферного воздуха некоторый буферный раствор, содержащий желаемые предельные концентрации выбранных носителей заряда. Здесь проблемой может быть скорость установления допустимой однородности состава по всему объему раствора и соответствия измеряемых концентраций носителей заряда тем, которые реально определяют процессы замещения этих носителей для тех или иных ионогенных групп исследуемых биомолекул.
Заряженные капли и кластерные ионы, выходящие из мембраны (84) электрическим полем проволочного электрода (91) концентрируются вокруг него и газовым потоком уже расходящихся струй (5) высушиваются и декластеризуются. Электрическим полем (28) диафрагмы (8) постепенно транспортируются внутрь радиочастотного квадруполя (10). Для обеспечения лучшей фокусировки заряженных капель и кластерных ионов вокруг электрода (91) напротив мембраны (84) симметрично относительно оси (38) квадруполя (10) расположен электрод (85) имитирующий рабочую форму мембраны (84). Электрический потенциал этого электрода совпадает с потенциалом «вакуумной» поверхности мембраны (84). Электрод (91) изоляторами (207) закреплен на оболочке (202), Рис. 2. Потенциал этой оболочки совпадает с потенциалом «вакуумной» поверхности мембраны (84). Потенциал электрода (91), создает поле (204) и потенциальную яму (58) на пути ионов и заряженных капель. Для предотвращения гибели ионов и потери заряда каплями на электроде (91) этот электрод покрыт тонкой диэлектрической пленкой, использование которой для подобных целей описано в нашем патенте РФ [25]. Альтернативно или в дополнение к такому покрытию, к электроду (91) может быть приложено радиочастотное напряжение, аналогичное напряжению радиочастотного квадруполя (10). В этом случае появляется дополнительная возможность управления процессом декластеризации ионов и дальнейшей транспортировки декластеризованных ионов. Такое напряжение будет создавать поле (205), отталкивающее ионы (206) от электрода (91) сильнее с уменьшением m/z в процессе декластеризации и увеличивающее их кинетическую энергию, придавая им дополнительный разогрев при столкновениях с атомами газового потока. Вместе с постоянным полем (204) это радиочастотное поле будет отталкивать ионы (206) от стенок оболочки (202). Струи газового потока (203) будут увлекать ионы, диффузионно вышедшие из облака (206), в область фокусирующего поля (28) диафрагмы (8), обеспечивая их ввод внутрь радиочастотного квадруполя (10).
В остальном газодинамический интерфейс близок к варианту, приведенному в заявке [28], что схематически и показано на Рис. 1. Отличительным моментом от этой заявки является то, что газовый поток (1) уже не содержит напускаемых через вентиль (53) анализируемых соединений. В этом случае в камере (2) при пониженном по сравнению с атмосферным давлении образуется смесь инертных газов (He, Ne, Ar, Kr, Xe) в близких концентрациях, чтобы в источнике электронной ионизации (6) изменением энергии электронов иметь возможность получать разнообразные метастабильные атомы упомянутых инертных газов. Нужная исходная температура этих газов поддерживается пропусканием тока через обмотки (3) и (50). Каналы (4) и (90) формирования струй газового потока просверлены в стенке (54). Повышенная начальная температура газа в потоке необходима для создания оптимальных условий испарения жидкости в каналах мембраны (84) и образующихся заряженных капель на выходе каналов (84) и декластеризации ионов вблизи электрода (91).
Для адекватного функционирования всей системы расходимость газового потока должна быть такова, чтобы плотность газового потока вблизи оси квадруполя при выходе из него была настолько малой, чтобы напуск (70) ионов с газом через скиммер (71) не приводил к недопустимому остаточному давлению внутри масс-анализатора. Поскольку газовый поток диффузно рассеивается (81) на скиммере (71) откачка (75) будет менее эффективной, чем для случая ортогонального вывода ионов [27]. Таким образом, при соосном сопряжении масс-анализатора с газодинамическим интерфейсом нужно использовать более мощную откачку, либо ограничиться напуском менее интенсивных газовых потоков, чтобы обеспечить работоспособность источника ионов (6).
3
<mrow><msubsup><mi>V</mi><mi>Z</mi><mrow><mi>c</mi><mi>r</mi><mi>i</mi><mi>t</mi></mrow></msubsup><mo>=</mo><msqrt><mrow><mfrac><mrow><mn>3</mn><mi>k</mi><msub><mi>T</mi><mn>0</mn></msub></mrow><mrow><mn>2</mn><mi>M</mi></mrow></mfrac></mrow></msqrt></mrow>
<mrow><msubsup><mi>V</mi><mi>Z</mi><mrow><mi>c</mi><mi>r</mi><mi>i</mi><mi>t</mi></mrow></msubsup><mo>=</mo><msqrt><mrow><mfrac><mrow><mn>3</mn><mo>⋅</mo><mn>1,38</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mo>−</mo><mn>16</mn></mrow></msup><mn>293</mn><mo>⋅</mo><mn>6.02</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mn>23</mn></mrow></msup></mrow><mrow><mn>2</mn><mo>⋅</mo><mn>40</mn></mrow></mfrac></mrow></msqrt><mo>≈</mo><mn>3,02</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mn>4</mn></msup><mtext> </mtext><mi>с</mi><mi>м</mi><mo>/</mo><mi>с</mi></mrow>
0
Существующие технологии лазерного «сверления» позволяют создавать цилиндрические каналы с диаметром 10-30 мкм с длиной каналов до 50 раз, превышающих их диаметр. Если, например, иметь 14 каналов (4) и (90) диаметром ~20 мкм и длиной ~1 мм, то размеры таких каналов будут обеспечивать создание внутри них сверхзвукового газового потока при начальном давлении ~10-кратно, превышающем это давление в наших экспериментах для одного канала с диаметром около 0,2 мм [24], т.е. около 300 Торр. Чтобы суммарная величина потока через все 14 каналов была практически такой же, как и через один канал в наших экспериментах, около 0,75 sccm (см в мин. при атмосферном давлении и комнатной температуре) при начальном давлении 30 Торр, нужно несколько меньшее начальное давление, где-то около 280 Торр. Это утверждение является следствием предложенной модели формирования сверхзвуковой струи [24] и проведенных измерений. В этой модели ключевую роль играет критическая скорость потока
, когда кинетическая энергия направленного движения его атомов становится равной половине исходной тепловой энергии этих атомов. Здесь и далее k - постоянная Больцмана, T - исходная температура газа, M - масса атомов газа. Для аргона и комнатной температуры (293К) эта скорость равна:
. До достижения этой скорости зависимость плотности газа n в канале радиуса r от расстояния Z от начала канала при диффузном отражении атомов газа от его стенок в первом приближении определяется выражением (решение уравнения (1) в [24]):
0
z
Z
<mrow><msub><mi>n</mi><mrow><mi>c</mi><mi>r</mi><mi>i</mi><mi>t</mi></mrow></msub><mo>=</mo><mi>f</mi><mo>/</mo><msubsup><mi>V</mi><mi>Z</mi><mrow><mi>c</mi><mi>r</mi><mi>i</mi><mi>t</mi></mrow></msubsup></mrow>
<mrow><msub><mi>n</mi><mrow><mi>c</mi><mi>r</mi><mi>i</mi><mi>t</mi></mrow></msub><mo>=</mo><mi>f</mi><mo>/</mo><msubsup><mi>V</mi><mi>Z</mi><mrow><mi>c</mi><mi>r</mi><mi>i</mi><mi>t</mi></mrow></msubsup></mrow>
где n - плотность газа на входе в канал, f=nV - плотность газового потока в канале, V - скорость газового потока. Для
Z(n) достигает максимального значения и далее начинает убывать, указывая на то, что упрощенная модель течения газа в канале, основанная на балансе импульсов атомов газа в тонком слое газового потока, перестает быть адекватной. Она не учитывает, например, вклад диффузии атомов газа, что принципиально важно вблизи критической точки. Введение диффузионного члена в уравнение газового потока (уравнение (3) в [24]) позволяет пройти критическую точку
, но требует для получения осмысленного результата фактического отсутствия или очень малого сопротивления потоку в оставшейся части канала. Это условие может быть удовлетворено, если доминирующим здесь станет зеркальное отражение атомов от стенок канала, что представляется вполне вероятным для очень малых углов столкновения атомов со стенкой (при относительно большой продольной скорости этих атомов). Для проведенных измерений с каналом с диаметром 0.215 мм и величине потока F=0,75 sccm плотность потока такова:
Расстояние до критической точки, исходя из (99), будет около 4 мм:
Относительное сопротивление потоку газа при длине свободного пробега, сравнимой с радиусом канала, определяющееся в основном отношением площади боковой поверхности (с протяженностью около длины свободного пробега атомов газа) к площади поперечного сечения, обратно пропорционально этому радиусу. Поэтому плотность газового потока при данном начальном давлении будет примерно пропорциональна радиусу канала. Т.е. в рассматриваемом случае поток через каждый канал с диаметром 20 мкм (пропорциональный кубу диаметра) при неизменном начальном давлении уменьшится примерно в 1240 раз по сравнению с каналом с диаметром около 0,215 мм. Увеличение начального давления в ~9,5 раза увеличит этот поток в ~90 раз, т.е. для 14 каналов (⌀2О мкм) суммарный поток практически сохранится, т.к. для каждого канала поток будет в ~14 раз меньше, а плотность потока в ~8 раз больше, чем для канала (⌀215 мкм). Квадратичная зависимость (1002), Рис. 10, величины потока от начального давления была нами подтверждена экспериментальными измерениями для используемого в настоящее время в нашей системе канала формирования сверхзвуковой струи. Эти данные (1001) указывают на то, что скорость потока при входе в канал в нашем случае пропорциональна начальному давлению. Поскольку плотность газа также пропорциональна давлению, то отсюда как раз и возникает квадратичная зависимость величины потока или плотности потока от давления. Таким образом, исходя из (99), расстояние до критической точки будет уменьшаться обратно пропорционально начальному давлению газа Качественно это понятно, так как ускорение газа вдоль канала, пропорциональное числу соударений атомов в объеме (или квадрату давления) и обратно пропорциональное плотности газа (массе ускоряющегося газа), будет в результате пропорционально давлению. Тем самым скорость потока будет достигать критического значения на расстоянии от начала канала обратно пропорциональном давлению. Если для нашего канала (⌀215 мкм) критическая скорость достигалась на расстоянии около 3,6 мм от входа в канал, то для каналов диаметром 20 мкм при давлении в ~9,5 раз большем, чем в исходном канале критическая длина будет около 0,4 мм. Таким образом, длина такого канала в 1 мм будет вполне достаточна для развития в нем сверхзвукового потока.
-4
Таким образом, можно ожидать, что при той же скорости откачки давление остаточных газов в предлагаемой системе при начальном давлении в ~280 Торр будет близким, к тому, что имелось в существующем газодинамическом интерфейсе - около 10 Торр для начального давления ~30 Торр. Поскольку суммарная площадь сечения 14 каналов в рассматриваемом случае в ~8 раз меньше площади сечения одного канала для существующего интерфейса, то при одинаковом суммарном газовом потоке плотность потока для 14 каналов будет в ~8 раз больше, чем для одного в десять раз более широкого. Это означает, что ожидаемая температура в потоке [24] для 10 каналов будет в ~8 меньше, чем для одного канала, а расходимость газовых струй в этом случае будет в ~3 раза меньше, чем ранее. Если для аргона, выходящего из одного канала, в наших экспериментах эта расходимость на выходе из квадруполя приводила к среднеквадратичному радиусу струи менее 0,4 мм, то в рассматриваемом случае этот радиус будет около 0,14 мм, а стандартное отклонение распределения плотности потока по одной координате будет около 0,1 мм.
-7
-4
При такой расходимости сверхзвуковых струй их минимальное удаление от оси квадруполя в его конце около 1,4 мм позволяет газовому потоку из этих каналов на выходе из квадруполя иметь круговую зону вокруг оси квадруполя диаметром около 2 мм, внутри которой локализовано менее 0,1% от всего потока. Таким образом, конический скиммер (71) с входным отверстием с диаметром ~2 мм на оси квадруполя будет пропускать в масс-анализатор допустимый газовый поток, чтобы обеспечить в масс-анализаторе давление менее 10 Торр, если в интерфейсе при той же скорости откачки обеспечивается давление не хуже, чем 10 Торр. Регистрируемые ионы (20) при этом к концу квадруполя должны быть сконцентрированы в этой зоне около оси (38) и электрическими полями (31), (33) и (35) должны быть ускорены до энергии ϕ, а выпуклыми вверх распределениями потенциала (55) и (76) вдоль оси квадруполя, создающими фокусирующее распределение потенциала в плоскости, ортогональной оси, направлены внутрь скиммера (71). Эти поля создаются системой электродов (17). Величина потенциала ϕ (55) должна быть близка к оптимальной для регистрации на орто-ВПМС. Повышенная величина задерживающего потенциала (59) на выходной диафрагме (19), создающая поле (39), может задаваться для накопления ионов внутри квадруполя (10). Возбуждение нерезонансных осцилляций (304) ионов с частотой, значимо меньшей резонансной частоты выбранных ионов, позволяет ограничить диапазон m/z накапливаемых ионов. Отсечение ионов с относительно малыми m/z может быть проведено повышением величины радиочастотного напряжения, приводящего к потери устойчивости движения и гибели ионов с m/z, меньше заданного. Ионы с относительно большими m/z имеют большую амплитуду нерезонансных осцилляций по мере приближения к резонансу и будут эффективнее гибнуть за счет диффузии на стержнях квадруполя (201).
Ионный источник электронной ионизации (6) имеет катод (18) косвенного подогрева (22), который обеспечивает относительно небольшой разброс (на уровне 0,1 эВ) по управляемой энергии ионизирующих электронов, что позволяет с хорошей точностью задавать состав метастабильно-возбужденных ионов в газовом потоке и не допускать значительного образования ионов, наличие которых может приводить к гибели метастабильных ионов. Именно так могут быть интерпретированы данные, приведенные на Рис. 9.
Под действием электрических полей (28) и (29), направленных через входную диафрагму, состоящую из проводящих слоев (9) с непроводящими слоями (8) между ними, с круглым входным отверстием (48) с диаметром, превышающей диаметр (23) газового потока, ионы внутри этого потока и частично с его наружной стороны будут вводиться внутрь радиочастотного квадруполя (10). Под действием радиочастотного фокусирующего поля квадруполя ионы (12) будут прижиматься к оси квадруполя с силой, обратно пропорциональной массе иона и прямо пропорциональной квадрату его заряда.
osc
Созданием в первой половине квадруполя продольного электрического поля (13), направленного против потока (5) (противополя), поступление некоторых ионов во вторую половину квадруполя может быть прекращено. Прежде всего, это будут ионы, движущиеся вне газового потока, кинетическая энергия которых при входе в квадруполь не позволит преодолеть перепад напряжения в первой половине квадруполя (56) - (60), показанного на потенциальной кривой (57) - (27) газодинамического интерфейса, проведенной вблизи электродов, на которых заданы соответствующие потенциалы U. Ионы (12), движущиеся внутри газового потока, будут тормозиться не перепадом напряжения, а напряженностью электрического поля. Для того чтобы воспрепятствовать обратному выходу заторможенных ионов через входную диафрагму (9) создается на ней потенциальный барьер (61) и возбуждаются нерезонансные осцилляции (304) ионов приложением напряжения (303) с частотой ω наряду с радиочастотным напряжением (302) к паре стержней квадруполя (301), симметричных относительно плоскости симметрии клина, содержащего струи газового потока.
Ионы (308), имеющие «точку остановки» при осцилляциях (304) на расстоянии от оси квадруполя, превышающем радиус отверстия (48) входной диафрагмы (9) квадруполя, при наличии противополя (13) могут в определенных пределах накапливаться в квадруполе. Для этого достаточно, как в нашем патенте РФ [41], секционировать внутреннюю поверхность входной диафрагмы (9) квадруполя и приложить к соседним секциям (46) - (47) достаточное радиочастотное напряжение в противоположных фазах. Можно также как и в нашем патенте РФ [25] покрыть внутреннюю поверхность диафрагмы (9) тонкой диэлектрической пленкой и предварительно зарядить ее ионами того же знака, что и регистрируемые ионы. Накопление ионов можно считать подтвержденным, если наблюдается растянутое во времени изменение тока регистрируемых ионов при скачке в напряженности противополя (13), быстром изменении перепада в радиочастотном напряжении между двумя половинами квадруполя, а также переключении амплитуды осциллирующего напряжения. Чтобы временные зависимости ионного тока могли удобно регистрироваться, нужно чтобы характерное время релаксации ионного тока было в диапазоне секунд или десятков секунд.
<mrow><mi>S</mi><msubsup><mi>F</mi><mn>5</mn><mo>+</mo></msubsup></mrow>
Подобные кривые для смещенного одноканального сверхзвукового потока (707) в квадруполе (700) показаны в левой части Рис. 7 для ионов
и изотопов ксенона с атомными массами 129, 131 и 132. Потоки регистрируемых ионов изменялись включением на время, показанное двойными стрелками (705) осциллирующего напряжения с частотой 50 кГц и амплитудой 0,84 В и (706) запирающего напряжения на входной диафрагме квадруполя. Возникающий при этом потенциальный барьер показан пунктиром (708). Сплошная кривая (709) грубо описывает распределение потенциала U электрического поля вдоль квадруполя. Зарегистрированные кривые ионного тока после выключения осциллирующего напряжения были удовлетворительно аппроксимированы экспонентами с различными характеристическими временами (701), (702), (703) и (704). Обращает на себя внимание отсутствие релаксации при выключении входного потока ионов (706), что кажется необъяснимым при наличии накопления ионов. Однако, представляется, что такое поведение может быть понято, если принять во внимание вероятное формирование облака основных ионов газового потока ионов аргона (710) на входе в квадруполь при радиочастотном напряжении квадруполя, превышающим порог устойчивости движения этих ионов в квадруполе. Это облако может существенно изменить распределение потенциала (709) в начале квадруполя, и при исчезновении облака (710) включением барьера (708) накопленные ионы в квадруполе правее облака (710) могут получить энергию, достаточную для их гибели на начальных секциях квадруполя (700). Повторное формирование облака (710) при выключении барьера (708) может также объяснить релаксационное убывание регистрируемого ионного тока после окончания периода (706) запирания входного потока ионов. Таким образом, влияние электростатического поля накопленных ионов оказывается важным для объяснения вида наблюдаемых кривых ионного тока.
<mrow><mi>S</mi><msubsup><mi>F</mi><mn>5</mn><mo>+</mo></msubsup></mrow>
<mrow><mi>S</mi><msubsup><mi>F</mi><mn>5</mn><mo>+</mo></msubsup></mrow>
<mrow><mi>S</mi><msubsup><mi>F</mi><mn>5</mn><mo>+</mo></msubsup></mrow>
<mrow><mi>S</mi><msubsup><mi>F</mi><mn>5</mn><mo>+</mo></msubsup></mrow>
<mrow><mi>S</mi><msubsup><mi>F</mi><mn>5</mn><mo>+</mo></msubsup></mrow>
129
+
131
+
132
+
132
+
131
+
129
+
129
+
132
+
131
+
131
+
Еще более отчетливо такое влияние проявляется в релаксационных кривых ионного тока, показанных в правой части Рис. 7. Здесь представлены зависимости регистрируемых токов тех же ионов, что и в левой части Рис. 7, но для другого распределения электрического потенциала (719) вдоль оси квадруполя (700). В момент времени (717) было произведено включение нерезонансных осцилляций, и через некоторое время (718) практически постоянный потенциал (715) во второй половине квадруполя (700) переключен на убывающий (716). Наблюдались достаточно большие всплески ионных токов
(масса 127 Да) и Xe далее убывающие релаксационные кривые. Для ионов Xe и Xe всплески ионных токов оказались относительно малыми, а релаксационные кривые свое поведение изменили. Для Xe - это возрастание, а для Xe ионный ток оказался практически постоянным. Такое поведение может быть объяснено взаимным влиянием накопленных облаков ионов в первой половине квадруполя. Поскольку нерезонансные осцилляции с частотой 50 кГц в данном случае имеют большую амплитуду для ионов с большими m/z, а распределение потенциала (719) при приближении к стержням квадруполя имеет более резкий излом в середине квадруполя, то наиболее легкие ионы
имеют больше вероятность проникновения во вторую половину квадруполя, и их облако (711) локализовано в среднем правее облаков других ионов (712), (713) и (714). При включении ускоряющего напряжения во второй половине квадруполя (716) ионы
дополнительно ускоряются электростатическим полем других облаков ионов (712), (713) и (714). Это ускорение максимально сразу после включения (718) и далее убывает по мере «расходования» упомянутых облаков других ионов. Ионы Xe наряду с ускорением от облаков (713) и (714) испытывают торможение от ионов (711). Последнее вместе увеличенной амплитудой осцилляций по сравнению с
приводит к более заметному накоплению ионов Xe. Относительная амплитуда всплеска их потока после (718) в ~8/3 раз больше, чем для ионов
. Облако (714) ионов Xe отталкивается от перехода во вторую половину квадруполя облаками (713), (712) и (711). Это отталкивание уменьшается по мере выхода их ионов, что и приводит к возрастанию регистрируемого тока ионов после переключения (718). Для ионов Xe (713) ускорение облаком (714) и торможение облаками (712) и (711) в какой-то степени компенсируют друг друга, что и привело к практическому постоянству потока Xe после (717). Естественно, что при таком сильном воздействии полей накопленных ионов на процесс их выхода в масс-анализатор вряд ли возможно аналитическое описание наблюдаемых зависимостей ионного тока, как например, экспонентами (701) - (704) для кривых в левой половине Рис. 7. Экспоненциальные зависимости кривых релаксации ионных токов характерны для относительно небольших плотностей накопленных ионов, когда электростатическим полем этих ионов можно пренебречь.
i
i
i
При накоплении в месте «остановки» ионов средняя сила, действующая на ионы со стороны потока (5), уравнивается с противодействием электрических полей или, например, в равновесии могут находиться силы инерции и силы, обусловленные градиентом эффективного потенциала квадруполя, что имеет место при осцилляциях ионов. В этих случаях различные ионы (12) будут фактически находиться в потенциальных ямах, различающихся положением их минимума и крутизной, как показано в нижней части (401), Рис. 4. В идеале при однородном эффективном поле и линейном изменении подвижности ионов κ вдоль потока (за счет изменения плотности газа в потоке) такие ямы будут описываться параболами. Положения их вершин Z будут определяться усредненными по возможным положениям ионов внутри потока их подвижностями, и коэффициентами a при квадратичном члене, пропорциональными заряду ионов z и напряженности эффективного тормозящего поля. Стационарные распределения ионов внутри этих потенциальных ям в соответствии с принципом Больцмана будут 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:
<mrow><msubsup><mi>T</mi><mrow><mi>e</mi><mi>f</mi><mi>f</mi></mrow><mi>i</mi></msubsup></mrow>
<mrow><msubsup><mi>T</mi><mrow><mi>e</mi><mi>f</mi><mi>f</mi></mrow><mi>i</mi></msubsup></mrow>
<mrow><msubsup><mi>T</mi><mrow><mi>e</mi><mi>f</mi><mi>f</mi></mrow><mi>i</mi></msubsup></mrow>
0
где k - постоянная Больцмана, эффективная температура
. При отсутствии влияния объемного заряда и возбуждающих осцилляции полей
практически равна начальной температуре газа T, которую он приобрел в каналах (4). При смещении ионов от оси квадруполя под действием объемного заряда или, например, осцилляций возрастает их средняя кинетическая энергия, добавка к которой оказывается равной среднему значению эффективного потенциала радиочастотного квадрупольного поля [44]. Пропорционально этой дополнительной кинетической энергии увеличивается эффективная температура ионов
[45].
<mrow><msubsup><mi>U</mi><mrow><mi>p</mi><mi>o</mi><mi>t</mi></mrow><mi>i</mi></msubsup></mrow>
f
Положение минимума
или положение равновесия для соответствующих ионов определяется уравниванием передаваемого импульса p «неподвижному» иону (что точно справедливо для ионов достаточно больших масс) в единицу времени от поля с напряженностью Ј и от потока со скоростью V:
i
f
0
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 в потоке при относительной скорости V, M - молекулярная масса газа. Скорость газового потока в адиабатическом приближении определяется начальной температурой газа T и его молекулярной массой M:
При малых отклонениях от положения равновесия вдоль оси квадруполя Z передаваемый иону полный импульс в единицу времени вдоль этой оси будет:
а увеличение потенциальной энергии ионов при их отклонении от положения ее минимума таково:
<mrow><mi>γ</mi><mo>=</mo><mo>−</mo><mfrac><mrow><mi>d</mi><mi>n</mi></mrow><mrow><mi>n</mi><mi>d</mi><mi>Z</mi></mrow></mfrac></mrow>
где
- в точке равновесия для данных ионов.
i
Таким образом, коэффициент a в распределении (100) будет:
<mrow><msubsup><mi>T</mi><mrow><mi>e</mi><mi>f</mi><mi>f</mi></mrow><mi>i</mi></msubsup><mo>=</mo><mn>400</mn><mi>K</mi></mrow>
и дисперсия этого распределения будет обратно пропорциональна заряду иона и напряженности поля, остановившего данные ионы в потоке. При напряженности поля 1 B/см, γ=0,2 (что соответствует падению средней плотности газового потока в 2 раза на протяжении 5 см между началом квадруполя и его серединой), эффективной температуре однозарядных
, величина стандартного отклонения распределения этих ионов будет:
Показанные на Рис. 4 распределения вдоль оси квадруполя (38) потенциальных энергий, плотностей ионов и схематические изображения облаков этих ионов (403), (404) и (405) демонстрируют возможные взаимосвязи между ними. Ионы (403) и (405) имеют совпадающие положения равновесия, но различаются зарядами, соответственно это однозарядные и четырехзарядные ионы. Это приводит к существенно различающимся плотностям распределений в зоне проникновения (402) ионов в область переноса ионов масс-анализатор, 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 зоны накопления, можно оценить аналогично величине молекулярного потока через отверстие:
i
i
<mrow><msubsup><mi>n</mi><mi>i</mi><mi>L</mi></msubsup></mrow>
<mrow><msubsup><mi>n</mi><mi>i</mi><mi>L</mi></msubsup></mrow>
<mrow><msubsup><mi>n</mi><mi>i</mi><mi>L</mi></msubsup></mrow>
где n - объемная и
- линейная плотность ионов в зоне проникновения (402), 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 уменьшился, поскольку
и, соответственно, скорость расхода ионов пропорциональна общему числу накопленных ионов в соответствующем облаке (при отсутствии влияния объемного заряда данных ионов). Альтернативно (если исходный поток ионов не упал, а, наоборот, вырос) регистрируемый поток ионов будет возрастать, экспоненциально приближаясь к новому стационарному потоку этих ионов. Выражение (105) означает, что для многозарядных ионов (при фиксированном значении m/z), например, показанных на Рис. 4 - (405), уменьшение их потока будет связано не только с очень сильным уменьшением
, но и с двухкратным в данном случае уменьшением средней тепловой скорости этих ионов из-за вчетверо большей массы. Скорее всего, такие ионы на фоне хорошо регистрируемого потока ионов (403) в условиях, показанных на Рис. 4, в сравнимое время вообще регистрироваться не будут. Для их регистрации облако ионов и распределение (405) надо сдвинуть вправо уменьшением напряженности поля (13) до появления сигнала приемлемой интенсивности. В этом случае нестационарная часть облака ионов (403) практически полностью исчезнет, и сигнал соответствующих ионов либо не будет регистрироваться более, если исходный поток ионов был заперт входной диафрагмой (9) или их поток станет постоянным, если поток исходных ионов не прерывался.
i
<mrow><msubsup><mi>n</mi><mi>i</mi><mi>L</mi></msubsup></mrow>
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 (402)
около 0,001 иона/см. Для меньших масс - еще меньше пропорционально корню квадратному из массы.
i
<mrow><msubsup><mi>n</mi><mi>i</mi><mi>L</mi></msubsup><mo>≈</mo><mn>1</mn><mtext> </mtext><mi>и</mi><mi>о</mi><mi>н</mi><mo>/</mo><mi>с</mi><mi>м</mi></mrow>
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=1000×10 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 4,29 σ≈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 увеличения ширины распределения ионов и при сохранении неизменным стационарного потока регистрируемых ионов.
Распределения (403) и (404) демонстрируют случай небольшого превышения сечения столкновения ионов (404) с атомами или молекулами газа по сравнению с (403) при единичном заряде ионов и совпадающих массах, что приводит к слабому сдвигу распределения (404) вправо по сравнению с (403) при одинаковых стандартных отклонениях. В данном случае этот сдвиг равен 1 мм, что составляет 25% от стандартного отклонения распределения σ=4 мм. Зона проникновения ионов (402) в область переноса в масс-анализатор удалена от центра распределения (403) более, чем на четыре (4,29) стандартных отклонения. В этом случае отношение значения распределения (404) к значению распределения (403) в области проникновения ионов во вторую половину квадруполя (402) будет около 2,64. Это означает, что характеристическое время изменения сигнала от ионов (403) в ~2,64 раза больше, чем для ионов (404). Таким образом, практически неразрешимые сигналы (403) и (404) 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.
Регистрируемый сигнал для ионов определенного типа при изменении условий удерживания таких ионов будет экспоненциально релаксировать к новому уровню (если не будет заметным влияние объемного заряда ионов на скорость их перехода во вторую половину квадруполя). При наличии среди «остановленных» в конце первой половины квадруполя нескольких типов ионов эти ионы в зависимости от их подвижности, будут локализоваться в среднем на разных расстояниях от зоны перехода ионов из первой половины квадруполя во вторую. В этом случае будет наблюдаться сумма экспоненциально релаксирующих кривых с характеристическими временами, большими для более удаленных ионов. Если такую суммарную кривую разделить на экспоненциальные составляющие, то они будут соответствовать ионам с различными величинами подвижности.
Нужно иметь в виду, что фактически вполне возможно, что для каждого типа «остановленных» ионов будет регистрироваться целый спектр дочерних ионов, обусловленных их взаимодействием с метастабильно возбужденными частицами основных компонент газового потока. Для этого диссоциация исходных ионов должна произойти после их перехода через условную границу проникновения (402) ионов в область переноса в масс-анализатор, иначе ионы-продукты, обладающие m/z, отличными от исходных ионов, могут погибнуть на поверхности входной диафрагмы (9) или на стержнях квадруполя (10). Релаксационные кривые для дочерних ионов, выходящих вместе с родительскими ионами, будут экспонентами с тем же характеристическим временем, что и для родительского иона. Для нескольких типов родительских ионов эти кривые будут комбинироваться, например, так, как показано на Рис. 8. Уникальные дочерние ионы разного происхождения (800) и (803) спадают по своим экспонентам (801) и (804) соответственно. Дочерние ионы (805), имеющие вклады, происходящие от обоих типов родительских ионов, включают две экспоненты в свою релаксационную кривую. В этом случае возможно использование многомерных методов разделения совокупности релаксационных кривых, описанных, например, в наших патентах РФ [25, 26]. Все эти возможные методы разделения предполагают отсутствие заметного влияния электростатического поля накопленных ионов на форму наблюдаемых релаксационных кривых. Это, как показывают данные, приведенные в правой части Рис. 7 не всегда имеет место. Кроме этого накопленные ионы могут оказывать значительное влияние на резонансное поведение вынужденных осцилляций и вращений ионов в квадруполе. Именно поэтому при получении данных на Рис. 7 использовались нерезонансное возбуждение осцилляций. Для того, чтобы обеспечить возбуждение резонансных осцилляций во второй половине квадруполя имеет смысл иметь почти нулевое продольное поле, как показано на Рис. 7 (715) и создать потенциальный барьер (59) на выходной диафрагме (19). Медленные диффузионно проникающие ионы из первой половины квадруполя в этом случае не будут там накапливаться, но будут иметь достаточное время (по крайне мере некоторые из этих ионов) нахождения во второй половине квадруполя для приобретения амплитуды резонансных колебаний, близкой к стационарному значению.
2
-4
Кривые на Рис. 5 демонстрируют расчетную избирательность осцилляций при плотностях аргона, соответствующих давлениям 30 мТорр - кривые (501) и (502) и 0,3 мТорр - кривые (503) и (504) при комнатной температуре, для однозарядных ионов с массами 400 и 401 и с сечениями столкновений 100 A. При экспериментальных условиях наших измерений давление остаточных газов в квадруполе около 10 Торр, а оценка плотности газа внутри струй потока (605) соответствует давлению аргона при комнатной температуре около 1 Торр.
На Рис. 6 схематично показано сечение (С-С) в конце второй половины квадруполя (10), где средняя плотность ионов относительно невелика, поскольку продольное электрическое поле здесь практически отсутствует. Поэтому в данном случае возбуждение резонансных осцилляций имеет больше шансов обнаружить относительно более высокую избирательность по сравнению с первой половиной квадруполя. Амплитуда радиочастотного напряжения (602) в данном случае выбирается такой, чтобы обеспечить устойчивость движения не только целевых ионов, но и возможных их ионов-продуктов. При заданной амплитуде осциллирующего напряжения (603) амплитуда стационарных осцилляций ионов с резонансным значением m/z в первом приближении пропорциональна подвижности этих ионов. Таким образом, при надлежащем выборе амплитуды напряжения (603) во второй половине квадруполя может быть организовано накопление ионов с данным значением m/z, обладающих подвижностями в некотором диапазоне, когда размах осцилляций этих ионов (615) приближается к краям выходной диафрагмы (611). При изменении условий накопления этих ионов, например, уменьшением потенциального барьера (59) до некоторого приемлемого уровня (55), возможно наблюдение релаксационных кривых ионного тока, подобных показанным на Рис. 7. Эти кривые аналогичны рассмотренным выше релаксационным кривым при задержанном выходе ионов из первой половины квадруполя - уравнения (100) - (105). Плотность газовой среды вместе с сечением столкновения ионов с ее атомами или молекулами задает амплитуду осцилляций ионов, что и определяет в конечном счете эффективные высоту и крутизну соответствующих потенциальных барьеров.
⇑
Поскольку влияние остаточных газов на осциллирующие ионы (616), достаточно мало, то имеется возможность с достаточно высокой точностью наложением коротких импульсных полей в момент прохождения этими ионами вблизи оси (38) квадруполя осуществить перенос их точек возврата в области более вероятного пересечения с потоком, например, (606) или (604). Амплитуда прямоугольного импульсного поля E, ортогонального плоскости осцилляций ионов (524), и с длительностью τ для сдвига точки возврата на высоту h от плоскости осцилляций будет определяться соотношением:
res
⇒
где ω - резонансная частота осцилляций ионов данного m/z, e - элементарный заряд. Импульс вдоль направления осцилляций может так подправить соответствующую компоненту скорости иона, чтобы его точка возврата оказалась в желаемом положении относительно края потока (609). В этом случае амплитуда E такого импульса будет пропорциональна сдвигу этого положения х от стационарной амплитуды осцилляций Хиона (615) вдоль направления осцилляций:
Если в потоке присутствуют метастабильно возбужденные атомы в достаточной концентрации, то в положении ионов (606) возможно образование соответствующих ионов-продуктов, в то время как для положения (604) таких продуктов будет существенно меньше. Более вероятно образование ионов-продуктов для многозарядных ионов, хотя сохранение заряда у осколков диссоциации при захвате метастабильно возбужденных атомов однозарядными ионами также наблюдалось [39]. В любом случае здесь открывается дополнительный канал гибели исходных ионов, что должно привести к уменьшению времен релаксации соответствующих ионных токов.
osc
osc
osc
Для получения ионов-продуктов при отсутствии метастабильных атомов в потоке, а также для увеличения выхода таких продуктов в общем случае может быть использован прием, аналогичный описанному в нашем патенте РФ [41]. Если в момент «остановки» ионов (606) в потоке кратно (в 2 или 3 раза) увеличить амплитуду радиочастотного поля на период резонансных осцилляций выбранных ионов: T=2π/ω, то, если это не приведет к потере устойчивости движения ионов (606), средняя кинетическая энергия этих ионов возрастет квадратично (в 4 или 9 раз). Пропорционально этому вырастет стационарная внутренняя температура ионов, что должно привести к значительному увеличению вероятности диссоциации. При кратном увеличении амплитуды радиочастотного напряжения ионы совершат за время этого увеличения T кратное число осцилляций, и при возврате к прежней амплитуде средняя кинетическая энергия ионов вернется к прежнему значению. Для этого только нужно, чтобы в момент возврата амплитуды радиочастотное напряжение имело экстремальное значение - в этом случае ионы будут иметь нулевую кинетическую энергию движения в радиочастотном поле в момент переключения. Ионы (604), выведенные на «край» (609) газового потока, могут в относительно умеренной доле быть переработаны в ионы-продукты и обеспечивать при периодическом таком выведении измеряемое изменение в характеристическом времени релаксации ионных токов, совпадающем для исходных ионов и их ионов-продуктов. В то же время ионы (606), периодически транспортируемые «внутрь» потока, могут значительно сократить характерное время своей жизни, так что после небольшой временной задержки эти ионы будут практически отсутствовать в ансамбле осциллирующих ионов (608).
-4
Останутся для измерений вместе с ионами-продуктами в основном только ионы (616). Ионы с большей подвижностью и амплитудами осцилляций, большими, чем у ионов (616) будут подвержены большей гибели на стержнях квадруполя (601), но с меньшей вероятностью превращаться в ионы-продукты из-за существенного снижения плотности газового потока в месте их «остановки». Период между транспортировками ионов «внутрь» потока должен быть таким, чтобы между такими транспортировками успевал устанавливаться стационарный режим осцилляций ионов (616). Для плотности остаточных газов, соответствующих давлению 10 Торр при комнатной температуре, это время для ионов с массой не превышающей нескольких тысяч Да будет не более 100 мсек. Периодическое включение (с тем же периодом) кратного увеличения радиочастотного напряжения имеет важное преимущество по сравнению постоянным использованием такого напряжения. При постоянно повышенном радиочастотном напряжении ионы-продукты с m/z, меньшими чем у исходных ионов, могут быть потеряны для регистрации из-за потери устойчивости их движения в относительно сильном радиочастотном поле. При периодическом кратком включении кратного радиочастотного напряжения, распад «нагретых» ионов будет в значительной мере происходить после периода «нагрева» уже при пониженном радиочастотном напряжении, и опасность гибели на стержнях квадруполя для значительной доли ионов-продуктов будет устранена.
Для определения наличия в анализируемой смеси заданного целевого соединения предварительно производится добавление этого соединения в газовый поток в известной концентрации. Запирающее напряжение выходной диафрагмы квадруполя (19) и осциллирующее напряжение (603) выбираются такими, чтобы регистрировалась примерно половина ионов целевого соединения по сравнению с исходным потоком этих ионов при нулевом напряжении запирающей диафрагмы. При этом характерное время установления регистрируемого ионного тока целевых ионов при изменении условий их транспортировки выбирается в диапазоне, удобном для измерений, например, около 10 с. Для увеличения времени накопления целевых ионов для достижения большей чувствительности это характерное время может быть увеличено. Регистрация половинного ионного тока от исходного означает, что примерно половина потока целевых ионов гибнет в основном на стержнях в квадруполе и возможно далее по пути в масс-анализатор. При этом доля гибели ионов, имеющих большие амплитуды осцилляций (в реальной анализируемой смеси), чем целевые ионы, будет еще большей. Тем самым будет происходить относительное обогащение ансамбля регистрируемых ионов ионами, имеющими подвижность, меньшую или равную подвижности целевых ионов, т.к. амплитуда осцилляций ионов при заданной напряженности осциллирующего поля будет пропорциональна подвижности ионов (при соответствующей этой амплитуде среднеквадратичной скорости движения целевых ионов в квадруполе). Такая ситуация может быть важной для анализа малых примесей при наличии доминирующих вкладов ионов с тем же значением m/z, но обладающих большей подвижностью.
Примем для оценочных целей, что каждые 10 µc (частота осцилляций 50 кГц) осциллирующие целевые ионы подходят на минимальное расстояние к стержням квадруполя, и часть этих ионов - те, что на хвосте пространственного распределения, достигающего соответствующего стержня гибнут. Если доля погибающих таким способом ионов каждый раз одинакова (в стационарных условиях это так) и равна p, то за 10 с таких осцилляций доля оставшихся ионов будет:
-6
-1
Причем выписанное приближенное равенство является практически точным. Это означает, что если, например, при каждом приближении к стержням квадруполя будет гибнуть 10 доля ионов, то при 10-секундном среднем времени пребывании ионов в квадруполе их реальное число в осциллирующем ансамбле будет составлять e≈0,37 долю от полного числа поступивших ионов за 10 сек.
0
rf
eff
0
0
eff
g
g
eff
eff
eff
2
<mrow><mfrac><mrow><mn>2</mn><mi>M</mi></mrow><mrow><mn>3</mn><mi>m</mi></mrow></mfrac></mrow>
Оценим теперь, какова должна быть амплитуда осцилляций ионов, чтобы иметь приемлемую (для измерений) вероятность гибели на ближайшем стержне, когда радиус квадруполя r (минимальное расстояние от оси квадруполя до поверхности стержней) равен 3,65 мм. Чтобы иметь возможность двукратного (как описано выше) периодического увеличения амплитуды радиочастотного напряжения для получения ионов-фрагментов и сохранения устойчивости движения исходных ионов, нужно возбуждать осцилляции целевых ионов при относительно малых радиочастотных напряжениях. В то же время в этом случае порог устойчивости движения основных ионов потока, например аргона должен быть превышен. Близким к оптимальному для некоторых целевых ионов будет такое радиочастотное напряжение V, которое при нулевом напряжении выходной диафрагмы (19) будет около первого локального минимума регистрируемого тока этих ионов. В предположении, что это следствие локальной дефокусировки ионного пучка и его гибели на выходной диафрагме, (19) то при наличии отталкивательного потенциала на ней достаточно большая часть этих ионов будет отражаться от этой диафрагмы, обеспечивая относительно благоприятные условия накопления таких ионов. Так например, для однозарядных ионов с массой около 130 Да, как показывают измерения для существующего интерфейса, такое радиочастотное напряжение должно создавать эффективный потенциал около U=2,8(r/r) В, где r - расстояние от оси квадруполя. Когда точка «остановки» ионов находится на расстоянии 1,83 мм примерно вдвое меньше радиуса квадруполя r, то их «потенциальная» энергия будет равна ~0,7 эВ. Как показано в [44] эта «потенциальная» энергия фактически будет совпадать с кинетической энергией движения ионов в радиочастотном поле квадруполя. В процессе «колебательного» движения «потенциальная» энергия переходит в кинетическую, которая достигает максимума около оси квадруполя. Фактически, однако, при таком движении полная кинетическая энергия ионов остается неизменной. Т.к. увеличение эффективной температуры ионов по сравнению с температурой остаточных газов пропорционально кинетической энергии ионов [45], то эффективную температуру ионов T=T+αEkin можно считать неизменной в стационарных условиях рассматриваемых движений ионов. Коэффициент пропорциональности α для одноатомного газа -
, где M - масса атома газа и m - масса иона. В рассматриваемом случае основной газ потока - аргон, и его исходная температура T - комнатная (~300K). T будет около 1440К, что соответствует средней тепловой кинетической энергии ионов около 0,18 эВ (1,5 kT) или kT≈0,12 эВ.
eff
0
2
В направлении, ортогональном плоскости осцилляций (y) эффективный потенциал радиочастотного поля квадруполя создает потенциальную яму: U=2,8(y/r). В соответствии с принципом Больцмана распределение осциллирующего пакета ионов в направлении y (для расстояний, измеряемых в мм) будет пропорционально:
0
В направлении осцилляций (x) около точки «остановки» x кинетическая энергия движения ионов вдоль оси x переходит в «потенциальную», что определяет локальное распределение:
eff
1
Для вдвое меньшей эффективной температуры 720К kT≈0,06 эВ и распределение ионов около соответствующей точки остановки x будет пропорционально:
0
1
Если x соответствовало половине радиуса квадруполя (около 1,83 мм), то x≈1,1 мм. Для вычисления вероятности p гибели иона при достижения стержня квадруполя будем упрощенно считать, что эта гибель происходит при пересечении ионом касательной плоскости к цилиндрическому стержню квадруполя, ортогональной плоскости осцилляций. В этом случае такая вероятность будет равна интегралу вне радиуса квадруполя от нормированной на единичную площадь функции (109) или (110) в рассматриваемых случаях. Оценки таких интегралов можно получить, например, используя формулы (590) и (591) из [46]:
<mrow><mi>exp</mi><mo stretchy="false">(</mo><mo>−</mo><mn>1,75</mn><mo>×</mo><msup><mrow><mn>1,83</mn></mrow><mn>2</mn></msup><mo stretchy="false">)</mo><mo>/</mo><mo stretchy="false">(</mo><mn>2</mn><mo>×</mo><msqrt><mi>π</mi></msqrt><mo>×</mo><mn>2,42</mn><mo stretchy="false">)</mo><mo>×</mo><mn>0,91</mn><mo>=</mo><mi>exp</mi><mo stretchy="false">(</mo><mo>−</mo><mn>5,86</mn><mo stretchy="false">)</mo><mo>/</mo><mn>9,43</mn><mo>≈</mo><mn>3,02</mn><mo>×</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mo>−</mo><mn>12</mn></mrow></msup></mrow>
В первом случае эта вероятность будет около
.
-12
Во втором - exp(-22,8)/17,3≈7,2×10.
2
2
rf
rf
2
-7
6
Для точки остановки х=1,4 мм, эффективная температура будет 980К и распределение «остановившихся» ионов пропорционально: exp(-2,57(x-x)). Соответствующая вероятность будет: - exp(-13,02)/13,3≈1,67×10. Т.е. максимальное характерное время накопления и гибели ионов при частоте осцилляций, совпадающей с резонансной частотой осциллирующего поля в радиочастотном поле с частотой ω=2π·0,6228·10 рад/с и V=28 B [44]:
принимая во внимание формулу (108), будет в этом случае ~32 с.
Оценка вероятности убыли ансамбля осциллирующих ионов за счет выхода из квадруполя в систему регистрации - гораздо более сложная задача и эффективно может быть решена на основе компьютерного моделирования. В этом случае должно быть найдено распределение потенциалов на проводящих слоях выходной диафрагмы (19), обеспечивающее прохождение через эту диафрагму потока ионов, сравнимого с потоком гибнущих ионов. При совпадении этих потоков характерное время установления стационарных условий регистрации ионов станет в два раза меньше, чем при учете только гибели ионов, т.е. в последнем случае около 16 с.
-4
2
-4
2
2
-4
-4
-4
-4
-4
Если струи потока в конце квадруполя находятся на расстоянии около 1,4 мм от плоскости осцилляции ионов, то относительная плотность вероятности остановки поперечно осциллирующих в конце квадруполя ионов для среднего значения 1,4 мм амплитуды колебаний в расположении каждой из ближайших двух струй потока, поперечно сдвинутых от оси квадруполя на ~1,4 мм, будет exp(-2,57×1,96)≈0,0065. Для двух последующих пар струй (при расстоянии между ними около 0,7 мм) относительные плотности вероятности будут около: 0,0018, 0,00004. Таким образом, суммарная относительная плотность вероятности захода иона во все струи потока в конце квадруполя будет около 0,0083×2≈0,017. Для расстояния от плоскости колебаний до плоскости струй около 1,2 мм в середине квадруполя такая плотность вероятности будет примерно 0,064. Совершая продольные колебания во второй половине квадруполя, ионы относительно большое время будут проводить вблизи точек разворота в конце и в середине квадруполя. Поэтому достаточно хорошей оценкой средней относительной плотности вероятности захода ионов в область струй газового потока будет полусумма приведенных выше плотностей: (0,017+0,064)/2≈0,04. Величина газового потока в струе с исходной площадью около π×10 мм и с плотностью газа, эквивалентной 5 Торр при комнатной температуре (увеличенная в ~8 раз плотность для наших измерений одноканального газового потока из капилляра диаметром ~0,2 мм), будет пропорциональна 5×π×10 ммТорр. При этом стандартное отклонение распределения плотности газа в струях оказывается существенно меньше стандартного отклонения σ поперечного ионного распределения на всем протяжении квадруполя. Таким образом, максимальный вклад газового потока при учете нормировочного множителя нормального двумерного распределения «остановленных» ионов 1/(2πσ) для амплитуды осцилляций ионов 1,4 мм будет примерно 0,04×2,57×5×10≈0.51×10 Торр. Если давление остаточных газов около 10 Торр, то общий средний газовый фон для поперечных осцилляций ионов составит около 1,51×10 Торр. Таким образом, при описанных условиях формирования газового тока, поперечные осцилляции ионов во второй половине квадруполя будут происходить при средней плотности газа не сильно превышающей плотность остаточных газов. Аналогичная оценка для первой половины квадруполя (если считать расстояние от оси до плоскости струй в начале квадруполя равным ~1 мм) дает: ~3×10 Торр. Т.е в этом случае избирательность возбуждения поперечных осцилляций ионов в первой половине квадруполя будет примерно втрое хуже, чем была бы при остаточной плотности газов, если исключить, конечно, влияние ангармоничности эффективного потенциала квадруполя и эффекты объемного заряда ионов.
Для оценки средней амплитуды осцилляций ионов разумно рассматривать не движение отдельного иона, а всего (достаточно большого) ансамбля таких ионов, имеющих одинаковые значения заряда q=ez, m/z и подвижности. В этом случае, несмотря на относительную редкость столкновений ионов и атомов газа, можно свести влияние этих столкновений на движение центра инерции такого ансамбля к силе трения, пропорциональной скорости этого центра. Это приводит в конечном итоге к выполнению уравнения подвижности для такого движения при частоте осциллирующего поля, равной собственной частоте колебаний ионов в эффективном потенциале радиочастотного поля квадруполя. Исходное уравнение рассматриваемого движения аналогично уравнению (3) в [44] может быть записано в виде:
<mrow><mi>b</mi><mo>=</mo><mfrac><mrow><mn>2</mn><msup><mi>q</mi><mn>2</mn></msup><msubsup><mi>V</mi><mrow><mi>r</mi><mi>f</mi></mrow><mn>2</mn></msubsup></mrow><mrow><msup><mi>m</mi><mn>2</mn></msup><msubsup><mi>ω</mi><mrow><mi>r</mi><mi>f</mi></mrow><mn>2</mn></msubsup><msubsup><mi>r</mi><mn>0</mn><mn>4</mn></msubsup></mrow></mfrac></mrow>
<mrow><mi>c</mi><mo>=</mo><mfrac><mrow><mi>q</mi><msub><mi>V</mi><mrow><mi>o</mi><mi>s</mi><mi>c</mi></mrow></msub></mrow><mrow><mi>m</mi><msub><mi>r</mi><mn>0</mn></msub></mrow></mfrac></mrow>
<mrow><mi>x</mi><mo stretchy="false">(</mo><mi>t</mi><mo stretchy="false">)</mo><mo>=</mo><mi>A</mi><msup><mi>e</mi><mrow><mi>i</mi><msub><mi>ω</mi><mrow><mi>o</mi><mi>s</mi><mi>t</mi></mrow></msub><mi>t</mi></mrow></msup></mrow>
v
где
,
. Здесь предполагается, что время релаксации скорости τ не зависит от скорости центра инерции ансамбля ионов. Такое свойство является следствием совпадения «потенциальной» энергии ионов в эффективном потенциале квадруполя и их кинетической энергии колебаний в радиочастотном поле квадруполя [44]. Стационарное решение этого уравнения может быть найдено подстановкой
в уравнение (109), и A получается равным:
Из этого соотношения видно, что при резонансе, когда
Отсюда скорость движения центра инерции ансамбля ионов при резонансной частоте осциллирующего поля, как и амплитуда осцилляций пропорциональна напряженности этого поля:
v
v
где κ=τq/m - подвижность ионов. Равенство (111) означает, что средняя амплитуда резонансных осцилляций ионов пропорциональна их подвижности, а момент прохождения центра инерции ансамбля ионов около оси квадруполя совпадает с временем максимума напряженности осциллирующего поля. Направление движения центра инерции ансамбля ионов совпадает с направлением поля. τ для не слишком больших электрических полей пропорционально среднему времени между столкновениями τ или обратно пропорционально частоте столкновений иона с атомами газа v=1/τ (см. например [45]):
Ланжевеновское сечение столкновения атома газа с ионом таково [47]:
3
-4
где β - поляризуемость атома газа (для аргона - 1,64А), V - относительная скорость иона и атома газа. Среднее время между ланжевеновскими столкновениями иона ксенона с атомами аргона при плотности n, соответствующей остаточному давлению газа 10 Торр будет:
v
-3
τ≈5,1·10 сек. для ксенона
<mrow><mi>κ</mi><mo>=</mo><mfrac><mrow><msub><mi>τ</mi><mi>v</mi></msub><mi>q</mi></mrow><mi>m</mi></mfrac><mo>=</mo><mfrac><mrow><mn>5,1</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mo>−</mo><mn>3</mn></mrow></msup><mn>4,8</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mo>−</mo><mn>10</mn></mrow></msup><mn>6,02</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mrow><mn>23</mn></mrow></msup></mrow><mrow><mn>130</mn><mo>⋅</mo><mn>130</mn></mrow></mfrac><mfrac><mrow><mi>с</mi><msup><mi>м</mi><mn>2</mn></msup></mrow><mrow><mi>с</mi><mo>⋅</mo><mi>В</mi></mrow></mfrac><mo>=</mo><mn>3,8</mn><mo>⋅</mo><msup><mrow><mn>10</mn></mrow><mn>7</mn></msup><mfrac><mrow><mi>с</mi><msup><mi>м</mi><mn>2</mn></msup></mrow><mrow><mi>с</mi><mo>⋅</mo><mi>В</mi></mrow></mfrac></mrow>
и
.
Для обеспечения амплитуды осцилляций в A=1,4 мм осциллирующее напряжение с частотой 89 кГц, исходя из (110), равно:
-4
Таким образом, при резонансных осцилляциях ионов при напряжении с амплитудой 0,75 мВ с периодом около 11,2 мкс между двумя противоположными стержнями квадруполя при давлении аргона 10 Торр максимальное время накопления ионов, также как и максимальное характеристическое время установления стационарного потока ионов будет около 32 с. Так как наличие газовых струй в описанной конструкции интерфейса приводит к примерно 50%-ному увеличению эффективной плотности остаточного газа в квадруполе, то для обеспечения такого уровня характеристического времени реально необходимо осциллирующее напряжение с амплитудой около 1,2 мВ.
c
0
Можно увеличить максимальное время накопления ионов без изменения амплитуды осциллирующего напряжения и без значимого изменения относительного потока регистрируемых ионов, смещением плоскости осцилляций в область между стержнями квадруполя. Максимального значения это время достигнет, когда плоскость осцилляций будет проходить симметрично между парами ближайших стержней квадруполя. В нашем случае стержни квадруполи - это цилиндры с радиусом около r=4,15 мм, а минимальное расстояние от центра квадруполя до стержней r=3,65 мм. При смещении ионов в среднем на 1,4 мм от центра квадруполя в направлении между стержнями ближайшее расстояние до стержней квадруполя будет:
<mrow><msub><mi>r</mi><mrow><mi>s</mi><mi>i</mi><mi>m</mi></mrow></msub><mo>=</mo><msqrt><mrow><msup><mrow><mo stretchy="false">(</mo><msub><mi>r</mi><mn>0</mn></msub><mo>+</mo><msub><mi>r</mi><mi>c</mi></msub><mo stretchy="false">)</mo></mrow><mn>2</mn></msup><mo>−</mo><msup><mrow><mn>1,4</mn></mrow><mn>2</mn></msup><mo>−</mo><mn>2</mn><mo>⋅</mo><mo stretchy="false">(</mo><msub><mi>r</mi><mn>0</mn></msub><mo>+</mo><msub><mi>r</mi><mi>c</mi></msub><mo stretchy="false">)</mo><mo>⋅</mo><mn>1,4</mn><mo>⋅</mo><mi>cos</mi><mfrac><mi>π</mi><mn>4</mn></mfrac></mrow></msqrt><mo>−</mo><mn>4,15</mn><mo>=</mo><msqrt><mrow><mn>60,84</mn><mo>−</mo><mn>1,96</mn><mo>−</mo><mn>15,4</mn></mrow></msqrt><mo>−</mo><mn>4,15</mn><mo>=</mo><mn>6,59</mn><mo>−</mo><mn>4,15</mn><mo>=</mo><mn>2,44</mn><mtext> </mtext><mi>м</mi><mi>м</mi></mrow>
2
. Т.е. произошло увеличение почти на 0,2 мм по сравнению с осцилляциями в направлении стержня (3,65-1,4=2,25 мм). Эффективная температура ионов при этом не изменилась (980K), распределение ионного облака около точки остановки будет, как и ранее, пропорционально: exp(-2,57r) для расстояний, измеряемых в мм. Вероятность достижения одного из двух стержней станет равной:
A
eff
-8
При частоте осцилляций ионов 50 кГц полученная величина вероятности гибели соответствует характеристическому времени накопления ионов τ≈94 с. Аналогичный расчет для амплитуды осцилляций в 1,41 мм (T=990K) приводит к вероятности гибели иона на каком-то из двух стержней квадруполя, равной 8,6·10. Это соответствует следующей связи относительных вариаций такой вероятности или характеристического времени с относительной вариацией амплитуды осцилляций или амплитуды резонансного осциллирующего напряжения:
Это означает, что небольшое изменение в амплитуде осцилляций, например, на 1% вызовет изменение в вероятности гибели ионов на стержнях квадруполя на ~62%, что может привести к хорошо измеряемому изменению времен релаксации соответствующих ионных токов. При наличии нескольких типов осциллирующих ионов с подвижностями, различающимися на единицы процентов или даже на десятые доли процента возможно разделение релаксационных ионных кривых.
v
-4
Для более надежного разделения таких ионов и их идентификации может быть организована их диссоциация, активированная столкновениями, способом, альтернативным выше описанному, когда кратно увеличивалась амплитуда радиочастотного напряжения на период собственных осцилляций ионов. Для этого достаточно передвинуть импульсами поля (106) и (107) траектории осциллирующих ионов, например, (608) в область большей средней плотности газа (609). Если в момент «остановки» осциллирующих ионов после импульсного изменения траектории поперечных колебаний создать импульсное продольное поле в виде короткого меандра, то ускоренные ионы во временном интервале этого меандра будут иметь шанс столкнуться с атомом газа тем больший, чем больше средняя плотность газа в области «остановки» ионов. При достаточной амплитуде этого меандра столкнувшиеся ионы с высокой вероятностью дадут ионы-продукты с m/z, отличными от m/z осциллирующих ионов. Это приведет к концентрированию около оси квадруполя таких ионов-продуктов, т.к. они выйдут из резонанса с осциллирующем полем, и к их выводу из квадруполя с последующей возможной регистрацией в масс-анализаторе. Периодическое повторение подобной процедуры с периодом, превышающим время установления (более 3÷4τ-~20 мс для давления около 10 Торр) стационарных осцилляций целевых ионов в плоскости симметрии газового потока, приведет к регистрации совокупности экспоненциально спадающих совокупностей пиков ионов-продуктов. Характеристическое время такого спада будет совпадать для ионов, образованных при распаде определенного родительского иона. Это может позволить разделить такие совокупности ионов даже при сравнительно небольших отличиях таких характеристических времен, например, при использовании многомерных методов разделения совокупности релаксационных кривых, описанных, например, в наших патентах РФ [25-27]. Выше подобная возможность уже рассматривалась для данных такого же типа, полученных другим путем. Иллюстрация для таких данных приведена на Рис. 8.
Скорость гибели или преобразования ионов в потоке будет зависеть от времени пребывания данных ионов внутри газового потока при воздействии осциллирующих полей (это зависит от m/z и подвижности ионов) 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 метастабильной частицы иону необязательно означает его гибель или изменение m/z. Избыточная энергия может изменить структуру иона или быть рассеяна при столкновениях с атомами и молекулами газового потока. Таким образом, скорости релаксации интенсивностей пиков ионов при скачкообразном изменения плотности метастабильных частиц могут быть разными для разных типов ионов (даже при совпадающих m/z и подвижностях), и на этой основе возможно дополнительное разделение ионов. Если плотность метастабильных атомов в газовом потоке недостаточно высока, чтобы наблюдались процессы взаимодействия с ними анализируемых ионов при описанном выше импульсном смещении поперечно осциллирующих ионов внутрь потока, то возможно наложение на эти осцилляции вынужденных колебаний ионов в ортогональном направлении (613) приложением соответствующих напряжений (614) к паре противоположных стержней квадруполя. Если фаза этих колебаний будет сдвинута на π/2 от поперечных осцилляций при совпадающих частотах, то ионные траектории будут эллиптическими, при подходящей амплитуде (614) проходящими вблизи плотной части газовых струй (605). Если же частота поперечных колебаний будет сдвинута в область низких частот относительно резонанса для данных ионов, а ортогональные колебания будут резонансными, то получится более сложная траектория (612) ионов с относительно большим временем пребывания ионов внутри потока для подходящей амплитуды этих колебаний. Изменением амплитуды соответствующего осциллирующего напряжения в обоих этих случаях внутрь потока можно заводить ионы с различной подвижностью. Тем самым, появляется возможность регистрировать спектры подвижности ионов с выбранным m/z, поскольку этот выбор определен частотой осциллирующего поля. При наличии ионов-продуктов могут быть получены данные, аналогичные, получаемым в хромато-масс-спектрометрическом эксперименте, когда каждый пик подвижности ионов будет содержать набор масс-спектров ионов продуктов. Преимуществом в данном случае, также как и для классического разделения ионов по подвижности будет контролируемый темп поступления информации.
<mrow><mi>S</mi><msubsup><mi>F</mi><mn>5</mn><mo>+</mo></msubsup></mrow>
<mrow><mi>S</mi><msubsup><mi>F</mi><mn>5</mn><mo>+</mo></msubsup></mrow>
<mrow><mi>S</mi><msubsup><mi>F</mi><mn>5</mn><mo>+</mo></msubsup></mrow>
<mrow><mi>S</mi><msubsup><mi>F</mi><mn>5</mn><mo>+</mo></msubsup></mrow>
vert
sin
cos
+
На Рис. 9 слева показаны зарегистрированные зависимости ионов
от величины осциллирующего напряжения для различных направлений осцилляций для одноканального сверхзвукового потока, смещенного на 2 мм в конце квадруполя в направлении между стержнями. Регистрация данных производилась через 4 секунды после включения соответствующей величины осциллирующего напряжения. Наиболее выраженная структура (901) этих зависимостей была обнаружена у осцилляций, направленных в сторону смещения газовой струи - V. Колебания ионов между стержнями квадруполя (902) - V и (903) - V приводили к заметно меньшей вариации данных при осциллирующих напряжениях, меньших 1,5 В. Дальнейшее увеличение осциллирующего напряжения приводило ожидаемо в последних двух случаях к более быстрому затуханию сигнала, чем при осцилляциях в направлении между стержнями. Структуру (901) можно объяснить гибелью метастабильных атомов аргона внутри струи на ионах аргона, образованных в струе при прохождении ионного источника (4). На краях струи оставшиеся метастабильные атомы аргона приводят к гибели ионов
. Справа на Рис. 9 показаны зависимости ионных токов двух изотопов ксенона вместе с ионами
для осцилляций, направленных внутрь струи. Смещение локальных минимумов ионного тока (904) ионов
и ионов Xe (905) можно объяснить увеличением амплитуды осцилляций более тяжелых ионов ксенона при заданной амплитуде нерезонансного осциллирующего напряжения.
В рассматриваемом случае можно для каждой точки выбора подвижности ионов регистрировать релаксационные кривые. При организации резонансных осцилляций после их включения интенсивности соответствующих ионов-продуктов будут релаксировать практически с тем же характерным временем, что и родительские ионы. Это свойство -следствие выхода ионов-продуктов из резонанса вынужденных осцилляций и их выхода без существенной задержки из квадруполя в масс-анализатор. При наличии нескольких типов ионов, релаксирующих с разными характерными временами, они могут разделены методами многомерного разделения экспоненциальных вкладов, описанными нами ранее [25-27]. При наложении нерезонансных поперечных осцилляций вид релаксационных кривых ионов-продуктов может отличаться от ожидаемых при резонансных возбуждениях. Это может оказаться полезным для более надежного определения наличия целевых соединений в сложных смесях при использовании многомерного варианта селективной цифровой фильтрации, описанной в нашем патенте РФ [48].
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Додонов А.Ф., Чернушевич И.В., Додонова Т.Ф., Разников В.В., Тальрозе В.Л. Способ масс-спектрометрического анализа по времени пролета непрерывного пучка ионов Авторское Свидетельство №.1681340 с приоритетом от 25.02.87. Бюлл. изобр. N36, 30.09.91.
2. Dodonov A., Loboda A. Kozlovski V., Raznikov V., Soulimenkov I., Tolmachev A., Zhen Z., Horwath Т., Wollnik H. High Resolution electrospray ionization orthogonal-injection time-of-flight mass spectrometer European Journal of Mass Spectrometry, 6, 481-490, 2000.
3. Shevchenko A., Chernushevich I., Ens W., Standing K.G., Thomson В., Wilm M., and Mann M., Rapid Commun. Mass Spectrom., 11, 1015-1024 (1997).
4. Morris H.R., Paxton Т., Dell A., Langhorn В., Berg M., Bordoli R.S., Hoyes J. and Bateman R.H. High sensitivity collisionally-activated decomposition tandem mass spectrometry on a novel quadrupole/orthogonal-acceleration time-of-flight mass spectrometer. Rapid Commun. Mass Spectrom., 10, 889-896 (1996).
5. Chernushevich I.V., Ens W., Standing K.G. Orthogonal injection TOFMS for analysis of biomolecules. Anal. Chem. News & Features Julyl, 1999, 453 A-461 A.
6. Мюллер E.B., Цонг T.T. Полевая ионная микроскопия, полевая ионизация и полевое испарение. М.: Наука, 1980, 220 с.
7. Мюллер Э.В., Цонг Т.Т. Автоионная микроскопия (принципы и применение). М.: Металлургия, 1972. 360 с.
8. Iribarne J.V., Thomson В.А. // J. Chem. Phys. 1976. V. 64, No 6, P. 2287-2294.
9. Labowsky M., Fenn J.B., de la Mora J.F. // Anal. Chem. Acta. 2000. V. 406. P. 105-118.
10. Fenn J.B., Mann M., Meng C.K., Wong S.F., Whitehouse C.M. // Science. 1989. V. 246. No 4926. P. 64-71.
11. Rollgen F.W., Bramer-Weger E., Butfeing L. // J. Phys. Colloques 1987. V. 48 (C6). P. 253-256.
12. Kebarle P., Peschke M. // Anal. Chem. Acta. 2000. V. 406. P. 11-35.
13. Nguyen S., Fenn J.B. // Proc. Natl. Acad. Sci. USA. 2007. V. 104/ P. 1111-1117.
14. Wilm M. // Mol. Cell.& Proteomics. 2011: M111.009407.
15. Balakin A.A., Dodonov A.F., Novikova L.I., Talrose V.L. // Rapid Commun. Mass Spectrom. 2001. V. 15. No. 5. P. 489-495.
16. B.S. Yakovlev, V.L. Talrose, C. Fencelau. Membrane ion source for mass spectrometry. Anal. Chem, 1994, 66, 1704-1707;
17. Б.С. Яковлев. Использование трековых мембран для транспорта ионов из жидкости в газовую фазу. Химия высоких энергий, 1995, 29, 421-422).
18. F.R. Xauritsen, T. Katiaho "Advances in Membrane Inlet Mass Spectrometry (MIMS)", Rev. Anal. Chem. 1996, 15, No 4, 237
19. А.А. Балакин, Е.А. Буйдо, С.Г. Хидиров Способ транспорта ионов из полярной жидкости в вакуум и устройство для его осуществления. Патент РФ №2537961 от 14 ноября 2014 г. Опубл. 10.01.2015 Бюл. №1.
(прототип)
20. Douglas D.J., French J.B. Collisional focussing effects in radio frequency quadrupoles J. Am. Soc. Mass Spectrom. 3, 398-408 (1992).
21. Morris H.R., Paxton Т., Panico M., McDowel R. and Dell A., J. Prot. Chem. 16, 469-479 (1997).
22. Tolmachev A.V., Chernushevich I.V., Dodonov A.F., Standing K.G., Nucl. Instrum. Methods Phys. Rev., B124, 112 (1997).
23. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Механика, Наука, Москва, 1965, с. 119-121.
24. V.V. Raznikov, V.V. Zelenov New way to build a high-performance gas-dynamic interface to produce and transport ions into a mass analyzer. International Journal of Mass Spectrometry V. 325-327 (2012) 86-94.
25. В.В. Разников, В.В. Зеленов, Е.В. Апарина, М.О. Разникова, А.Р. Пихтелев, И.В. Сулименков, А.В. Чудинов, Г.Н. Савенков, Л.А. Тихомиров. Способ структурно-химического анализа органических и биоорганических соединений на основе масс-спектрометрического и кинетического разделения ионов этих соединений. Патент РФ №2402099 с приоритетом от 14.07.2009 г. Выдан 20.10.2010 г.
26. В.В. Разников, В.В. Зеленов, М.О. Разникова, А.Р. Пихтелев, И.В. Сулименков Способ структурно-химического анализа органических и биоорганических соединений при разделении ионов этих соединений в сверхзвуковом газовом потоке, направленном вдоль линейной радиочастотной ловушки. Патент РФ №2420826 от 10.06.2011.
(аналог)
27. В.В. Разников, В.В. Зеленов, А.В. Апарина, М.О. Разникова, А.Р. Пихтелев, И.В. Сулименков, А.В. Чудинов Способ разделения ионов органических и биоорганических соединений в сверхзвуковом газовом потоке, предварительной регистрации и транспортировки этих ионов в последующий масс-анализатор Патент РФ №2474916 от 10.02.2013.
28. В.В. Разников, В.В. Зеленов, Чудинов А.В, И.В. Сулименков, А.Р. Пихтелев, М.О. Разникова, Савенков Г.Н. Способ анализа примесей в газовых смесях при их напуске в виде внеосевого сверхзвукового газового потока через источник электронной ионизации и радиочастотный квадруполь с последующим выводом ионов в масс-анализатор. Заявка 2014132341, 06 августа 2014 г.
29. Разников В.В., Разникова М.О. Информационно-аналитическая масс-спектрометрия "Наука", М., 1992 г.
30. Разников В.В., Пихтелев А.Р., Разникова М.О., Лобода А.В. Новые подходы к преобразованию и анализу масс-спектрометрической и хромато-масс-спектрометрической информации. Известия Академии Наук, Энергетика, N1, 1997, сс 87-106.
31. Разников В.В., Пихтелев А.Р., Разникова М.О. Анализ не полностью разрешенных масс-спектрометрических данных. Масс-спектрометрия 3(2), 2006, стр. 113-130.
32. Разников В.В., Додонов А.Ф., Егоров В.А., Разникова М.О. Масс-эффузиометрический метод анализа газовых смесей. Всесоюзное науч.-техн. совещание «Разработка и применение специализированных масс-спектрометрических установок», Москва, 1983, Тезисы докладов, с. 100-101.
33. В.В. Разников, М.О. Разникова Декомпозиция многомерных зарядовых распределений ионов биоорганических соединений при ионизации электрораспылением. Часть 1. Теоретические основы и реализация метода. Масс-спектрометрия, 2013, т. 10 (3), стр. 175-182.
34. Веренчиков А.Н. Время-пролетная масс-спектрометрия биополимеров на основе планарных многоотражательных анализаторов Диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук ИАП РАН г. Санкт-Петербург 2006 г.
35. Wells G.J. United States Patent 7,353,965 B2, April 1, 2008. Rotating excitation field in linear ion processing apparatus (аналог).
36. Schultz J.A.; Raznikov V. United States Patent 6,992,284 January 28, 2006. Ion mobility TOF/MALDI/MS using drift cell alternating high and low electric field.
37. Berkout V.D., Doroshenko V.M. United States Patent 7397029, July 8, 2008. Method and apparatus for ion fragmentation in mass spectrometry.
38. V.D. Berkout Fragmentation of protonated peptide ions via interaction with metastable atoms Anal. Chem. 2006, 78, 3055-3061.
39. V.D. Berkout Fragmentation of singly protonated peptides via interaction with metastable rare gas atoms Anal. Chem. 2009, 81, 725-731.
40. В.В. Разников, М.О. Разникова Декомпозиция многомерных зарядовых распределений ионов биоорганических соединений при ионизации электрораспылением. Часть 2. Тестирование метода на одномерных данных. Масс-спектрометрия, 2013, т. 10 (3), стр. 183-190.
41. Разников В.В., Козловский В.И., Зеленое В.В., Сулименков И.В., Пихтелев А.Р., Разникова М.О. Способ анализа смесей химических соединений на основе разделения ионов этих соединений в линейной радиочастотной ловушке. Патент РФ №2502152 от 20.12.2013.
(аналог)
42. Raznikov V.V, Schultz J.A., Egan T.F., Ugarov M.V., Tempez A., Savenkov G.N., Zelenov V.V. United States Patent 7,482,582, January 27, 2009. Multi-Beam Ion Mobility Time-of-Flight Mass Spectrometry with Multi-Channel Data Recording.
43. Schultz J.A., Raznikov V.V., Egan T.F., Ugarov M.V., Tempez A., Raznikova M.O., Zelenov V.V., Pikhtelev A.R., Vaughn V. United States Patent 7,547,878, June 16, 2009. Neutral/Ion Reactor in Adiabatic Supersonic Gas Flow for Ion Mobility Time-Of-Flight Mass Spectrometry.
(аналог)
44. Raznikov V.V., Soulimenkov I.V., Kozlovski V.I., Pikhtelev A.R., Raznikova M.O., Horvath Т., Kholomeev A.A., Zhou Z., Wollnik H., Dodonov A.F., "Ion rotating motion in gas-filled radio-frequency quadrupole ion guide as a new technique for structural and kinetic investigations of ions", Rapid Commun. Mass Spectrom. 15, 1912-1921 (2001).
(аналог)
45. Raznikov V.V., Kozlovsky V.I., Dodonov A.F., Raznikova M.O. "Heating of Ions Moving in a Gas Under the Influence of a Uniform and Constant Electric Field", Rapid Commun. Mass Spectrom. 13, 370-375, 1999.
46. Г.Б .Двайт Таблицы интегралов и другие математические формулы. М. Наука, 1964 г., С. 119.
47. Б.М. Смирнов Физика слабоионизованного газа в задачах с решениями. М., Наука, 1978 г.
49. В.В. Разников, В.В. Зеленов, И.В. Сулименков, А.Р. Пихтелев, М.О. Разникова, Г.Н. Савенков Способ разделения ионов органических и биоорганических соединений по приращению ионной подвижности и транспортировки этих ионов внутрь сверхзвукового газового потока. Патент РФ №2468464 от 27.11.12.