СПОСОБ СТРУКТУРНО-ХИМИЧЕСКОГО АНАЛИЗА ОРГАНИЧЕСКИХ И БИООРГАНИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЙ ПРИ РАЗДЕЛЕНИИ ИОНОВ ЭТИХ СОЕДИНЕНИЙ В СВЕРХЗВУКОВОМ ГАЗОВОМ ПОТОКЕ, НАПРАВЛЕННОМ ВДОЛЬ ЛИНЕЙНОЙ РАДИОЧАСТОТНОЙ ЛОВУШКИ
METHOD FOR STRUCTURAL CHEMICAL ANALYSIS OF ORGANIC AND BIOORGANIC COMPOUNDS WHILE SEPARATING IONS OF SAID COMPOUNDS IN SUPERSONIC GAS STREAM DIRECTED ALONG LINEAR RADIO-FREQUENCY TRAP

ОБЛАСТЬ ТЕХНИКИ, К КОТОРОЙ ОТНОСИТСЯ ИЗОБРЕТЕНИЕ
Настоящее изобретение относится к методам и технике химического анализа органических и биоорганических соединений на базе сочетания разделения ионов этих соединений по отношениям массы к заряду, подвижности, зарядовым состояниям ионов и по степени устойчивости к фрагментации, индуцированной многократными столкновениями с атомами и молекулами буферного газа, с масс-спектрометрическим анализом таких частично разделенных ионов и ионов-продуктов их фрагментации. В частности, речь идет о предварительном разделении ионов при совместном действии электрических полей и газового потока в линейной радиочастотной ловушке по величинам масс, зарядов и сечений столкновений с атомами или молекулами газового потока и, в необходимых случаях, по степени устойчивости к процессам мономолекулярного распада. Индуцированная столкновениями фрагментация выбранных ионов также может осуществляться их ускорением вдоль газового потока, а анализ ионов-продуктов по отношениям массы к заряду производиться с помощью времяпролетного масс-спектрометра с ортогональным вводом ионов (орто-ВПМС) либо на каком-либо другом масс-анализаторе, сопряженном с линейной радиочастотной ловушкой.
Предлагающиеся подходы и методы полезны для качественного и/или количественного химического и биологического анализа.
УРОВЕНЬ ТЕХНИКИ
После разработки и создания в нашем институте первых времяпролетных масс-спектрометров с ортогональным вводом ионов (орто-ВПМС) [1, 2] приборы этого типа получили широкое распространение как при решении аналитических задач, так и при исследовании структуры биомолекул [3-5]. Удобство сочленения таких приборов с различными устройствами предварительного разделения ионов, производящими непрерывный или квазинепрерывный поток ионов, с импульсным времяпролетным масс-анализом, рекордным по быстродействию среди всех известных типов масс-анализаторов, обусловили высокую эффективность и привлекательность таких сочетаний для решения разнообразных аналитических и структурных задач. В то же время существуют важные структурно-аналитические проблемы, для которых разделительная способность и «информационная производительность» известных приборных комплексов, включающих в свой состав орто-ВПМС, оказывается недостаточной. Для преодоления этих ограничений естественным является стремление ввести в масс-спектрометрический эксперимент дополнительные размерности измерений, связанные, например, с совместным действием электрических полей и газового потока на исследуемые ионы, что является по существу специфическим вариантом разделения ионов по подвижности.
d
d
Спектрометр ионной подвижности обычно включает в себя источник ионизации, ячейку дрейфа и детектор ионов. Детектором ионов может быть, например, цилиндр Фарадея, электронный умножитель или масс-спектрометр. Спектрометр ионной подвижности (СИП) разделяет ионы по их подвижности в дрейфовом или буферном газе на основании их различной равновесной скорости дрейфа. Когда газофазные ионы в присутствии буферного газа подвержены действию постоянного электрического поля, они ускоряются до момента столкновения с нейтральным атомом или молекулой буферного газа. Это ускорение и последующие столкновения повторяются многократно. Через какое-то время этот микроскопический сценарий усредняет мгновенные скорости ионов, что приводит к их постоянной дрейфовой скорости, зависящей от размера иона, его заряда, давления и температуры буферного газа. Отношение скорости дрейфа иона к величине напряженности электрического поля определяется как подвижность иона. Другими словами, скорость дрейфа иона (V) пропорциональна напряженности электрического поля (E), где подвижность иона κ=V/E - функция отношения объем/заряд иона. Таким образом, СИП - техника разделения, подобная масс-спектрометрии. СИП, как известно, имеет высокую чувствительность с умеренной разрешающей способностью. Эффективность разделения снижается из-за диффузионного расплывания “пакета” ионов, приводя к временному уширению кривых регистрируемого ионного тока.
Разрешающая способность измерения подвижности ионов для однородного или квазиоднородного электрического поля увеличивается в первом приближении как квадратный корень из напряжения, приложенного вдоль ячейки подвижности для данного заряда иона. Казалось бы, что нет большой свободы увеличить разрешение. Однако ситуация может быть улучшена, если организовать дрейф ионов в газовом потоке под действием электрического поля, направленного против потока. Ионы двигаются против газового потока, только если напряженность поля больше, чем некоторая величина, определяемая их подвижностью. Ионы с более низкой подвижностью могут быть неподвижны или двигаться вместе с газовым потоком. В этом случае возникает возможность управления скоростью выхода ионов на детектор в отличие от классического СИП. Это приводит, во-первых, к повышению ожидаемой разрешенности спектров, хотя бы из-за меньшей трансляционной температуры ионов. Во-вторых - не накладывает серьезных ограничений на быстродействие детектора.
Комбинация спектрометра ионной подвижности (СИП) с масс-спектрометром (МС) широко известна. В 1961 году Barnes с сотрудниками [6] были среди первых, осуществивших объединение этих двух методов разделения. Такие приборы производят разделение и анализ ионов согласно их подвижности и по отношению массы к заряду, которое упоминается часто как двухмерное разделение или двухмерный анализ. Young с сотрудниками [7] впервые осознали, что времяпролетный масс-спектрометр (ВПМС) является наиболее предпочтительным типом МС, который используется в такой комбинации из-за его способности зарегистрировать практически одновременно ионы всех масс, поступающих из спектрометра ионной подвижности. Комбинация спектрометра ионной подвижности с ВПМС может называться как Подвижность-ВПМС или СИП-ВПМС. Этот известный прибор включал средства для получения ионов, ячейку дрейфа, ВПМС и небольшое отверстие для передачи ионов из ячейки подвижности в ВПМС.
В 2003 году Лобода (Патент США №6630662) [8] описал метод для улучшения разделения ионов по подвижности на основе баланса дрейфа иона, обусловленного влиянием постоянного электрического поля и противопотока газа. Используя этот баланс, ионы сначала накапливаются в радиочастотном фокусирующем устройстве, в частности в квадруполе, и затем, изменяя электрическое поле или газовый поток, ионы постепенно выводятся из квадруполя и поступают в масс-спектрометр. Такой тип накопления ионов ограничен сбором относительно небольшого количества ионов из-за эффекта пространственного заряда. Имеется также некоторое ограничение по диапазону отношений массы к заряду иона (m/z), поскольку радиочастотная фокусировка для данного радиочастотного напряжения имеет меньшую эффективность для больших ионов, которая не может быть сильно улучшена увеличением этого напряжения из-за возможности создания условий зажигания разряда при относительно высоком газовом давлении. К сожалению, при более низком давлении влияние газового потока на ионы меньше и могут быть достигнуты только менее эффективные накопление и разделение больших ионов. Значительное увеличение давления или плотности газового потока, также уменьшающее возможность зажигания разряда, тоже невозможно, т.к. в этом случае исчезает фокусирующая способность радиочастотного напряжения. По крайней мере по этим причинам этот метод имеет существенные ограничения по разрешению.
Разделение ионов при воздействии на них электрических полей и сверхзвукового газового потока, как предложено в настоящем изобретении, свободно от этих недостатков. Рассматривая описанное устройство как прототип настоящего изобретения, можно отметить следующие основные отличительные моменты, связанные с наличием в нашем случае слабо расходящегося относительно плотного в приосевой области радиочастотного квадруполя газового потока и относительно малой остаточной плотности газа вне потока внутри квадруполя. Малая остаточная плотность газа вне потока позволяет с относительно высокой избирательностью включением резонансных вращающих полей уводить избыточные ионы на стержни квадруполя, значительно уменьшая нежелательные эффекты накопления объемного заряда. Отсутствуют ограничения на использование достаточно высоких радиочастотных напряжений для фокусировки больших ионов, так как относительно высокая газовая плотность сосредоточена в узкой приосевой области, где квадрупольное поле мало.
Относительно медленно убывающая плотность газового потока вдоль оси квадруполя позволяет заданием соответствующего постоянного квазиоднородного электрического поля, направленного против потока, «останавливать» анализируемые ионы в желаемом месте внутри квадруполя, так чтобы интенсивность потока этих ионов в орто-ВПМС или другом масс-анализаторе соответствовала динамическому диапазону измерительной системы. Используя расталкивание относительно больших аналитических ионов малыми ионами, сфокусированными около оси квадруполя, а также зависящее от m/z смещение ионов от оси нерезонансным вращающим полем, можно обеспечить разделение ионов по m/z за счет различных смещений ионов противополем вдоль оси (из-за уменьшения плотности потока при удалении ионов от оси) наряду с разделением по подвижности. Это же управляемое смещение анализируемых ионов от оси позволяет использовать близкие к оптимальному значения напряженности противополя для получения достаточно высокой разрешенности пакетов ионов по подвижности с минимизацией эффектов объемного заряда анализируемых ионов. Относительно высокая плотность газового потока вблизи оси квадруполя позволяет эффективно осуществлять фрагментацию, индуцированную преимущественно однократными столкновениями выбранных ионов с атомами или молекулами газового потока, без организации специальной камеры столкновений. Существенно меньшие требования к мощности откачки в нашем случае для создания плотности газового потока вблизи оси квадруполя, сравнимой с плотностью потока в квадруполе прототипа, являются еще одним преимуществом предлагаемой системы.
Одной из важных предпосылок для настоящего изобретения является создание нами ранее методики резонансного возбуждения вращения выбранных ионов вокруг оси радиочастотного квадруполя и осуществление фрагментации этих ионов за счет столкновений с молекулами буферного газа [9-11]. Эта методика была новой, ранее никем не предлагавшейся. В отличие от настоящего изобретения, возбуждение вращения ионов в этом случае производилось во время их движения вдоль квадруполя без приостановки этого движения. Это обеспечивало ограниченные возможности для проведения кинетических измерений и определяло относительно невысокую способность отстройки от сигналов мешающих ионов. Кроме этого, такой способ осуществления резонансного вращения накладывал очень жесткие требования на качество изготовления квадруполя: небольшие отклонения в диаметре стержней или в расстояниях между ними приводили к существенным потерям в разрешающей способности, которая в нашем случае оказывалась не более 100 при проведении реальных измерений.
В предлагаемом варианте облако ионов при резонансном возбуждении вращается в относительно узкой зоне по длине квадруполя (от нескольких мм до 1-2 см), при этом ионы совершают вдоль этой зоны квазихаотические колебания со средним временем прохождения этой зоны, сравнимым с периодом вращения и значительно меньшим характерного времени регистрации. Таким образом, неоднородности полей в значительной степени усредняются, и их влияние на ширину резонансных кривых ослабляется. В этом случае разрешающая способность резонансного возбуждения для заданных ионов и заданного буферного газа будет в основном определяться плотностью этого газа в области вращения. При разумном остаточном давлении в 0.1 мТорр для гелия ожидаемая массовая разрешающая способность на полувысоте пиков для органических ионов с массой около 1000 Да будет около или даже более 5000. Для других буферных газов разрешающая способность при заданном давлении газа изменяется обратно пропорционально корню квадратному из молекулярной массы.
Нами была разработана расчетная модель и проведены эксперименты по формированию сверхзвукового газового потока при относительно низких начальных давлениях буферного газа с переносом ионов этим потоком [12-14] и фокусировкой ионов внутрь потока, направленного вдоль оси радиочастотного квадруполя. Эти методы также являются новыми, не известными ранее в литературе.
Создан газодинамический интерфейс для имеющегося в нашем распоряжении орто-ВПМС с формирователем газового потока и секционированным радиочастотным квадруполем. Такая конфигурация интерфейса является новой. В основных чертах она описана в нашем патенте США №7,547,878 от 16 июня 2009 года [15]. В отличие от настоящего изобретения, в этом квадруполе отсутствует «запирающая» диафрагма, и вместо квазиоднородного поля внутри квадруполя создается параболическое распределение потенциала с минимумом, расположенным недалеко от начала квадруполя. Предварительные эксперименты продемонстрировали работоспособность этого оборудования, однако эффективный захват ионов примесей в буферном газе гелии в такую ловушку осуществить не удалось. Возбуждением нерезонансного вращения или созданием относительно плотного потока малых ионов, дрейфующих вдоль оси квадруполя, как предлагается в настоящем изобретении, аналитические (относительно большие) ионы выводятся из области вблизи оси радиочастотной линейной ловушки, что лишит их возможности обратного выхода через входную диафрагму ловушки. Это должно гарантированно обеспечить эффективный захват ионов в ловушку, если предприняты меры (как это сделано в настоящем изобретении), предотвращающие гибель ионов на внутренней поверхности входной диафрагмы. Возможная замена буферного газа на более тяжелый и введение запирающей диафрагмы уменьшит время термализации ионов в ловушке.
Программное обеспечение для анализа экспериментальных данных должно включать пакеты программ, реализующие в основных чертах разработанные нами оригинальные методы, описанные ранее [16-20, 29]. Среди этих методов наиболее важными являются:
1. Метод коррекции эффектов насыщения и «мертвого» времени при использовании время-цифрового преобразования для регистрации данных ВПМС [18, 29].
2. Метод выявления экспоненциальных вкладов в затухающий наведенный сигнал от распадающихся ионов [16, стр.192] с нахождением корней характеристического полинома с помощью процедуры, описанной в [20].
3. Метод выявления экспоненциальных вкладов в совокупности кривых ионного тока, развитый ранее для анализа множества эффузиометрических кривых [19].
Существующие методы реализации столкновительной диссоциации ионов или тандемной масс-спектрометрии (МС/МС) предполагают обычно предварительную изоляцию одного типа ионов при потере всех остальных, тем самым требуя использования большого объема исходного образца и больших временных затрат на проведение экспериментов. Одно из исключений представляет собой «многоотражательный» орто-ВПМС А.Н.Веренчикова [21], где из-за значительного увеличения эффективной длины дрейфа ионов и, следовательно, их времени пролета появляется возможность произвести столкновительную диссоциацию не одного, а нескольких типов выбранных ионов, достаточно далеко разнесенных по времени выхода (на время, большее времени дрейфа ионов во вторичном времяпролетном масс-спектрометре). Этот гораздо более технически сложный, чем в нашем случае, подход производит выделение первичных ионов для диссоциации только по m/z.
Определенные возможности для столкновительной диссоциации нескольких типов ионов в одном первичном пакете ионов обеспечивает сочетание СИП с ВПМС и особенно для ВПМС с ортогональным вводом ионов.
Shoff и Harden [22] были первыми в использовании СИП-МС в способе, подобном тандемной масс-спектрометрии (МС/МС) для исследования органических соединений. В этом способе спектрометр подвижности используется, чтобы изолировать исходный ион. Масс-спектрометр применяется для анализа ионов фрагментов, которые произведены фрагментацией, индуцированной столкновениями исходных ионов с атомами или молекулами буферного газа. Ниже эта специфическая техника функционирования СИП-МС упоминается как СИП/МС, или как СИП/ВПМС, если масс-спектрометр является времяпролетным масс-спектрометром. Другие предшествующие приборы и методы, использующие последовательный СИП/МС анализ, были описаны в работах [23-25], но ни один из них не объединяет инструментальные усовершенствования, предложенные в данном изобретении. Вместе с методами «мягкой» ионизации и повышением чувствительности, полученными с помощью газодинамического интерфейса, раскрытыми здесь, СИП/МС системы и соответствующие методы настоящего изобретения предлагают существенные аналитические преимущества перед предшествующей техникой, особенно для анализа высокомолекулярных соединений, таких как биомолекулы.
Возможный подход, снижающий потери исходных ионов, описан в заявке А.В.Лободы №20070120053 на патент США [26]. В этой заявке предлагается после накопления ионов в квадруполе при давлении буферного газа около 0.1 Торр осуществлять дипольное возбуждение колебаний ионов с выбранным m/z, так чтобы эти ионы в плоскости дипольного возбуждения в среднем достаточно далеко отклонялись от оси квадруполя. Во время такого возбуждения или после его окончания создается линейно изменяющееся вдоль квадруполя постоянное во времени квадрупольное поле. Потенциалы этого поля выбираются такими, чтобы в плоскости возбуждения колебаний выбранных ионов создавать в среднем электрическое поле, двигающее ионы к выходу из квадруполя (на оси квадруполя такое поле равно нулю, а в перпендикулярной плоскости оно двигает ионы в противоположном направлении). В этом случае невозбужденные ионы, имеющие в среднем меньшее отклонение от оси квадруполя в этой плоскости, будут менее подвержены влиянию этого вытягивающего поля. Таким образом, интересующий пакет ионов может быть передвинут в камеру столкновений, а остальные ионы останутся в накопительном квадруполе. После завершения работы с первым пакетом аналогичным образом в камеру столкновений может быть доставлен следующий пакет. Такой подход достаточно интересен и, по-видимому, будет работать. Однако его разрешающая способность должна быть достаточно низкой (вряд ли она будет более 10) по нескольким причинам. Главная из них - это достаточно высокая плотность буферного газа, необходимая для захвата ионов в ловушку. Таким образом, передаваемые в камеру столкновений пакеты ионов будут содержать множество ионов в достаточно широком диапазоне масс, и для проведения столкновительной диссоциации «индивидуальных» ионов все остальные ионы из этого пакета должны быть удалены.
Относительно большая плотность газа в радиочастотном мультиполе при накоплении ионов в существующих системах приводит либо к невысокой избирательности ионов при их изоляции, либо требует дополнительного времени на скачивание “лишнего” газа. Другое возможное решение - это создание сложных многотамбурных систем, где функции накопления, изоляции и столкновительной диссоциации выполняются в разных частях системы с сильно различающимися плотностями буферного газа. Такая конструкция приводит к дополнительным потерям ионов и удорожанию приборного комплекса. Именно такое построение и предлагается в только что описанной заявке на патент США [26].
Динамические методы захвата ионов в квадрупольную ловушку, когда обратный выход ионов запирается включением соответствующего потенциала до момента возврата запущенного пакета ионов от точки разворота, позволяют использовать только небольшую часть исходного потока ионов, если последующие манипуляции с ионами требуют относительно большого времени. Исходный поток ионов должен быть заперт на это время, и соответствующие ионы обычно теряются.
Использование резонансного вращательного движения ионов так же, как и их резонансных одномерных колебаний в радиочастотном квадруполе для устранения избыточных ионов, мешающих измерению менее интенсивных аналитических пиков или вызывающих явления насыщения в измерительной системе времяпролетного масс-спектрометра, описано в патентной заявке США №20080149825 Козловского В.И. и др. [27]. В нашем случае аналогичных целей можно добиться путем соответствующей резонансной раскрутки облаков анализируемых ионов, смещенных от оси квадруполя электростатическим полем ионов буферного газа, или включением нерезонансного вращающего поля в накопительной части радиочастотного квадруполя, что позволит повысить избирательность такого устранения при наличии существенного газового потока вдоль оси квадруполя. Резонансная раскрутка вокруг оси квадруполя при сравнительно небольшой напряженности вращающего поля будет уводить анализируемые ионы на стержни квадруполя. Таким образом, при отсутствии заметного влияния объемного заряда ионов возможно контролируемое уменьшение количества выбранных ионов вне газового потока, где давление буферного газа существенно меньше, чем внутри потока, при сохранении этих ионов внутри потока.
Серьезной проблемой сочетания разделения ионов по подвижности с времяпролетным анализатором является обеспечение высокой трансмиссии ионов через дрейфовую трубу в ВПМС. Одно из возможных решений было предложено нами в патенте США №6,992,284 [28], где приведен достаточно подробный обзор работ по разделению ионов по подвижности. В патенте №6,992,284 речь идет об использовании в дрейфовой трубе при давлении буферного газа в несколько Торр последовательности чередующихся участков сильного и слабого поля вместо однородного электрического поля. Это приводит к фокусировке ионов к оси квадруполя и позволяет несколько увеличить общее напряжение вдоль трубы, что благоприятно сказывается на разрешении пакетов ионов по подвижности и позволяет достичь близкой к 100% трансмиссии аналитических ионов вдоль трубы дрейфа. Все же во всех реализованных вариантах разделения ионов по подвижности достаточно высокого разрешения получить не удается. Даже для дрейфа ионов при атмосферном давлении не достигается разрешения более 100.
Расталкивание ионов, накопленных в линейной радиочастотной ловушке, и связанное с этим явление стратификации облаков ионов с различными m/z вокруг оси ловушки рассматривалось в ряде работ [31, 32]. Это явление связано с уменьшением фокусирующей способности эффективного потенциала радиочастотного квадрупольного поля при увеличении m/z ионов. Уравнивание сил электростатического отталкивания ионов с меньшими m/z, сфокусированными вокруг оси квадруполя, с направленным к оси квадруполя сжимающим влиянием квадрупольного радиочастотного поля приводит к образованию относительно узких круговых в поперечном сечении облаков ионов. Расстояние между этими облаками и осью квадруполя возрастает с увеличением m/z ионов, образующих эти облака. При наличии газового потока вдоль оси квадруполя достаточно большая плотность «малых» ионов вокруг оси квадруполя может вытолкнуть из зоны газового потока относительно «большие» анализируемые ионы, тем самым выполнить функцию их нерезонансного вращения, что было в основе нашей заявки на патент РФ №2009126684/20(037160), 14 июля, 2009 [33]. Если в случае вращения ионы сфокусированы в плоскости вращения в относительно небольшое пятно, вращающееся вокруг оси квадруполя, то электростатическое расталкивание приводит к более или менее равномерному распределению ионов вдоль некоторой окружности с центром на оси квадруполя. Это даст возможность эффективно работать с большим числом накопленных ионов, чем в случае нерезонансного вращения. Это может быть важным преимуществом при анализе многокомпонентных смесей.
В 1991 году Amirav и Danon (Патент США №5055677) [41] описали метод и устройство для анализа образцов, включающего в себя: формирование и ввод в вакуумную камеру масс-спектрометра сверхзвукового молекулярного пучка газа-носителя в смеси с образцом материала для анализа; ионизацию материала в сверхзвуковом молекулярном пучке; разделение ионов согласно их отношению массы к заряду m/z; и регистрацию разделенных по m/z ионов анализируемого материала. Ионы в сверхзвуковом молекулярном пучке могут быть отфильтрованы от ионов тепловых фоновых молекул и ионов газа носителя после ионизации, но перед регистрацией. Описана система с источником электронной ионизацией и квадрупольным масс-спектрометром. Обсуждены преимущества использования сверхзвукового газового потока или молекулярного пучка для анализа химических веществ как нейтральных примесей к этому газовому потоку.
Приведенные масс-спектры для одних и тех же соединений, зарегистрированные в обычных условиях и в условиях с охлаждением в сверхзвуковом газовом потоке, ясно демонстрируют значительно лучшее качество данных, полученных для последнего случая - достигается намного меньший уровень химического шума и существенное увеличение интенсивности молекулярных пиков (более чем в 100 раз). Хотя последнее авторы приписывают исключительно охлаждению ионов в сверхзвуковом газовом потоке, кажется очевидным, что, по крайней мере, частично увеличение интенсивности молекулярных пиков по сравнению с масс-спектрами электронной ионизации с энергией 70 эВ можно объяснить перезарядкой ионов гелия с энергией ионизации 24,587 эВ на молекулах анализируемых соединений в сверхзвуковом газовом потоке.
В дальнейшем практически та же методика со сверхзвуковым газовым потоком использовалась для решения специфических аналитических задач (Amirav и др., Патенты США №7345215 от 18 марта 2008 г. и №7518103 от 14 апреля 2009 г.) [42, 43]. Во всех этих системах использовалась классическая схема формирования сверхзвукового потока (сопло-скиммер) и нигде не предпринималось попыток предварительного разделения ионов или организации их диссоциации, индуцированной столкновениями. Поток ионов из источника электронной ионизации с фиксированной энергией электронов (70 эВ) направлялся непосредственно (если не считать их отражения в электростатическом зеркале) в квадрупольный масс-спектрометр.
Альтернативное формирование сверхзвукового газового потока с использованием длинного стеклянного капилляра с длиной 180 мм и внутренним диаметром 0,6 мм при сопряжении электроспрейного ионного источника с квадрупольным масс-спектрометром описано Дж. Феном (J. Fenn) в Патенте США №6297499 от 2 октября 2001 г. [44]. Здесь также никакого предварительного разделения или фрагментации ионов перед масс-анализатором не предусматривалось. В нашем случае мы при проведении экспериментальных измерений использовали для формирования сверхзвукового потока металлический капилляр примерно десятикратно меньших длины и площади поперечного сечения, и давление газа в камере на входе в капилляр было существенно ниже атмосферного (более чем в 20 раз).
РАСКРЫТИЕ ИЗОБРЕТЕНИЯ
Особенностями одной из возможных реализаций предлагаемых методов являются:
При давлении буферного газа (гелий, аргон, азот или другие газы или смесь газов) порядка нескольких Торр или десятков Торр на входе и менее мТорр на выходе из цилиндрического канала формируется узко направленный газовый поток. Относительно малая примесь анализируемой пробы в потоке буферного газа транспортируется в виде сфокусированного молекулярного пучка в ионный источник электронной ионизации.
Вторая возможность формирования потока исследуемых ионов - это транспортировка ионов, в том числе и многозарядных ионов биомолекул, из электроспрейного источника с их фокусировкой системой апертурных диафрагм на вход канала формирования газового потока. Для минимизации потерь ионов внутри канала производится его подогрев - это один из стандартных способов передачи ионов из электроспрейного источника в область относительно низкого давления на входе в масс-спектрометр. Вместо электроспрейного источника при таком вводе ионов может использоваться и любой другой источник ионов, работающий при относительно высоком давлении вплоть до атмосферного.
Ионизация газов в молекулярном пучке производится в источнике электронной ионизации с изменяемой энергией ионизации, позволяя осуществлять ионизацию только целевых анализируемых соединений, которые, как правило, обладают более низкими величинами энергии ионизации, чем атомы или молекулы буферного газа. При наличии в потоке многозарядных ионов биомолекул, например, из электроспрейного источника возможен захват медленных электронов с последующими процессами диссоциации.
Накопление, предварительное разделение, управляемая фрагментация и фокусировка ионов осуществляются в секционированном радиочастотном квадруполе, ось которого близка к оси газового потока. В начальной области квадруполя, ограниченной входной и «запирающей» диафрагмами, заданием соответствующих напряжений на секциях стержней квадруполя создается относительно слабое квазиоднородное электрическое поле, тормозящее ионы. Поле между входной диафрагмой и первой секцией квадруполя имеет противоположную направленность. Оно ускоряет ионы и имеет достаточную напряженность для обеспечения потенциального барьера, препятствующего нейтрализации ионов на внутренней поверхности входной диафрагмы. Обе диафрагмы являются многослойными с чередующимися проводящими и диэлектрическими слоями, позволяющими создавать достаточно сильное поле внутри отверстия диафрагмы, способное остановить ионы, движущиеся внутри газового потока, или вызвать столкновительно-индуцированную диссоциацию ионов. В то же время внешние проводящие слои диафрагм позволяют организовать желаемое распределение электрического потенциала вне диафрагм.
В режиме положительных ионов ионы буферного газа можно получить при повышенной энергии ионизирующих электронов в ионном источнике с электронной ионизацией. Для увеличения их плотности в начальной области квадруполя эти ионы затормаживаются постепенным увеличением продольного электрического поля, направленного против их движения между входной и запирающей диафрагмами. Если энергия ионизации анализируемых нейтральных примесей в газовом потоке меньше энергии ионизации буферного газа, то в плотном облаке ионов буферного газа в области между входной и запирающей диафрагмами нейтральные примеси будут ионизоваться за счет перезарядки, и это может существенно повысить чувствительность анализа. При достаточно плотном потоке ионов буферного газа и в области после запирающей диафрагмы часть аналитических ионов также может образоваться путем перезарядки. При необходимости от этих процессов можно избавиться, например, увеличением напряженности радиочастотного поля во второй половине квадруполя, так чтобы легкие ионы буферного газа потеряли устойчивость движения в квадруполе и погибли на его стержнях.
При отсутствии продольного электрического поля в квадруполе, направленного против газового потока, который далее называется противополем, орто-ВПМС или другим масс-анализатором, сопряженным с квадруполем, регистрируется обзорный масс-спектр исследуемой смеси. Поскольку предлагаемый метод предполагает, по крайней мере, частичную остановку потока ионов противополем, то для предотвращения нежелательных эффектов накопления объемного заряда наиболее интенсивные потоки ионов, особенно те из них, которые не представляют интереса для исследования, должны быть по возможности уменьшены. Это может быть сделано включением резонансных вращающих полей для ионов с соответствующими m/z. Эти поля при надлежащем подборе их напряженности могут обеспечить желаемую скорость гибели выбранных групп ионов, если они оказались в зоне остаточной плотности буферного газа. Для контроля скорости их гибели и уровня их накопления (при невозможности регистрации этих ионов последующим масс-анализатором) желательно иметь дополнительный канал измерения ионных токов. Одним из возможных способов такого измерения может быть регистрация наведенного сигнала на специально введенных электродах между стержнями квадруполя, как было описано в нашей заявке на Патент РФ [33]. Ниже описание этого способа будет частично повторено и предложены новые подходы для анализа получаемых данных.
Если процессами перезарядки после запирающей диафрагмы можно пренебречь или их вклад достаточно мал, то газовый поток при увеличивающейся напряженности противополя будет обеспечивать, в основном, транспорт ионов с существенно большими сечениями и m/z, чем ионы буферного газа, находящиеся вблизи оси квадруполя и газового потока. Это будет происходить до тех пор, пока под влиянием накапливаемого объемного заряда малых ионов буферного газа эти большие ионы не начнут сдвигаться от оси квадруполя и поток этих ионов в орто-ВПМС станет убывать. Движение ионов буферного газа будет обеспечиваться резонансной перезарядкой.
При существенном уменьшении потока регистрируемых анализируемых ионов с наименьшим значением m/z начинается постепенное уменьшение протовополя в квадруполе до установления состояния регистрации этих пиков с минимально достаточной интенсивностью. В процессе и по завершении этой процедуры интересующие ионы будут накапливаться в ловушке и находиться в среднем на некотором удалении от оси квадруполя и от запирающей диафрагмы.
Показателем накопления этих ионов будет нарастание регистрируемой интенсивности соответствующего пика ионного тока или суммы интенсивностей нескольких пиков, обусловленных изотопным распределением данных ионов. Это нарастание интенсивности для индивидуальных ионов в условиях стационарного воздействия объемного заряда всех ионов внутри ловушки будет носить экспоненциальный характер приближения к начальной интенсивности тока рассматриваемых ионов при отсутствии запирания потока этих ионов входной диафрагмой. Характеристическое время этой экспоненты будет определяться средним расстоянием ионов от запирающей диафрагмы, дисперсией их распределения вдоль оси квадруполя и массой соответствующих ионов. При заданной массе это характеристическое время будет зависеть от сечения ионов (или их подвижности) и их заряда. При наличии нескольких типов регистрируемых ионов с возрастающей интенсивностью это возрастание будет описываться несколькими экспонентами с характеристическими временами, специфичными в данных условиях для каждого типа ионов.
Выделение этих экспонент будет означать фактическое разделение этих ионов, дополнительное к их разделению по m/z во времяпролетном масс-спектрометре или другом последующем масс-анализаторе. Поскольку относительные различия в характеристических временах этих экспонент могут быть значительно большими, чем соответствующие различия в подвижностях ионов, то разделительная способность предлагаемого метода может быть существенно большей, чем в традиционных методах разделения ионов по подвижности, и она будет определяться в конечном счете временем регистрации. Кроме этого, ионы, обладающие разными зарядами, даже при совпадающих подвижностях также могут быть разделены, поскольку дисперсия распределения ионов вдоль оси квадруполя прямо пропорциональна эффективной трансляционной температуре ионов и обратно пропорциональна их заряду в однородном электрическом поле и в линейном приближении изменения плотности потока ионов вдоль оси квадруполя вблизи точки равновесия между влияниями потока и поля на рассматриваемые ионы.
Есть еще одна возможность попытаться разделить ионы с совпадающими характеристическими временами нарастания сигнала от них. Включением резонансного вращающего напряжения, вызывающего радиальные колебания для стратифицированных ионов с данным m/z, можно изменить эти характеристические времена. Это изменение для разных ионов может быть различным за счет различного изменения подвижности ионов при увеличении средней скорости столкновения ионов с атомами газа и связанного с этим различного увеличения их эффективной трансляционной температуры [34]. Ситуация аналогична разделению ионов в известном методе приращения ионной подвижности или FAIMS [35, 36].
При отсутствии значимого дополнительного разделения ионов при небольших амплитудах резонансного вращающего напряжения это напряжение может быть увеличено до значений, при которых начнет происходить гибель соответствующих ионов либо за счет диссоциации, либо из-за рекомбинации на стержнях квадруполя. Здесь нужно иметь в виду, что для высокоизбирательной по m/z гибели ионов может потребоваться наложение вращающего поля со сдвинутой частотой по сравнению с резонансной частотой малых колебаний или вращений ионов. При наличии расталкивания ионов объемным зарядом эта резонансная частота оказывается в  раз выше, чем резонансная частота вращающего поля в квадруполе, когда влиянием объемного заряда можно пренебречь. При сдвиге ионов от оси квадруполя нерезонансным вращающим полем изменение частоты вращений при больших раскрутках может возникнуть из-за неидеальности квадрупольного поля. Если ионы различаются по степени устойчивости к диссоциации или вероятности рекомбинации при данной амплитуде вращающего поля, они в этом случае могут быть также разделены и проанализированы, аналогично тому, как это было описано в нашей заявке на Патент РФ [33].
Включение процессов гибели ионов на стержнях квадруполя при достижении некоторого предельного уровня регистрируемого потока ионов или при запределивании этого потока может обеспечить более благоприятные условия выделения сигнала от (основных) ионов, наиболее близко локализованных к запирающей диафрагме. Дело в том, что среди ионов с заданным значением m/z наиболее сильно сдвигаются потоком против данного электрического поля те ионы, которые обладают наименьшей подвижностью. В то же время более сильно раскручиваются резонансным вращающим полем ионы с большей подвижностью, и, следовательно, с большей вероятностью они будут гибнуть на стержнях квадруполя, и сигнал от них сравнительно с сигналом от основных ионов будет меньше, чем при отсутствии этой гибели. Периодическое включение и выключение такой гибели позволяет производить в течение любого желаемого времени измерения потоков ионов, проходящих через запирающую диафрагму и релаксирующих с меняющимися характеристическими временами. При периодическом изменении этих характеристических времен возможно накопление зарегистрированных сигналов и обеспечение желаемой эффективности разделения сигналов от разных ионов без усиления влияния объемного заряда, к чему приводило бы прямое накопление ионов.
При относительно малом уровне сигнала от анализируемых ионов путем создания небольшого противополя на входе в запирающую диафрагму можно организовать накопление этих ионов. Периодическое включение и выключение этого противополя также позволит накапливать зарегистрированные сигналы и обеспечить достаточную эффективность их разделения.
Анализируемые ионы, обладающие большими массами, чем ионы буферного газа, эффективно фокусируются квадруполем при больших радиочастотных напряжениях, при которых ионы буферного газа могут терять устойчивость движения в квадруполе и гибнуть на его стержнях. Большие ионы могут быть сдвинуты от оси квадруполя нерезонансным вращающим полем с частотой, много меньшей чем резонансная частота анализируемых ионов с минимальным m/z. Большие ионы могут быть накоплены на удалении от оси квадруполя и без наложения вращающего поля, а именно созданием достаточно плотного облака отталкивающих ионов относительно легких примесей, в частности, специально добавляемых в буферный газ.
Ступенчатым уменьшением напряженности продольного поля в начальной части квадруполя с временной длительностью ступенек, достаточной для определения характеристических времен экспонент, описывающих нарастание или спадание сигналов наблюдаемых ионов, производится анализ всех накапливаемых ионов. В необходимых случаях включением достаточно сильного ускоряющего поля внутри выходного отверстия запирающей диафрагмы производится столкновительно-индуцированная диссоциация выбранных ионов. При этом ионы-фрагменты соотносятся определенному исходному иону на основе совпадения характеристических времен соответствующих экспонент, и они могут быть разделены даже при совпадении m/z этих ионов-фрагментов. Для ограничения влияния объемного заряда накапливаемых ионов (даже тех, которые были не видны в обзорном масс-спектре, снятом в начале измерений) нежелательные ионы могут быть раскручены и уведены на стержни квадруполя включением соответствующих резонансных вращающих напряжений. Резонансные частоты и контроль допустимого числа ионов, накапливаемых в квадруполе, может быть осуществлен регистрацией наведенных сигналов от вращающихся ионов подобно тому, как это описано в нашей заявке [33].
При достижении критического количества исследуемых ионов поток поступающих ионов может быть уменьшен и включением соответствующего тормозящего поля на входной диафрагме. При использовании нерезонансного вращающего поля для смещения ионов от оси квадруполя возможно разделить процессы накопления и анализа ионов, полностью останавливая процесс поступления ионов через входную диафрагму включением достаточно сильного тормозящего поля в этой диафрагме. В этом случае удаление излишних ионов из квадруполя может не потребоваться, и организация измерений значительно упрощается, хотя возможности для анализа микропримесей сокращаются, т.к. накопление ионов в квадруполе будет ограничиваться влиянием объемного заряда ионов основных компонент.
Во второй половине квадруполя после запирающей диафрагмы создается слабое продольное тормозящее электрическое поле для обеспечения достаточного времени для фокусировки ускоренных ионов, а для предотвращения гибели этих ионов на обратной поверхности запирающей диафрагмы потенциал этой поверхности поднимается до достаточно высокого уровня. Для предотвращения попадания основной части газового потока внутрь времяпролетного масс-анализатора ось газового потока смещается так, чтобы ее продолжение попадало вне приемного отверстия орто-ВПМС. Для выведения ионов из газового потока в конце квадруполя создается сильное короткое электрическое поле между последней секцией квадруполя и выходной диафрагмой. После выходной диафрагмы создается тормозящее электрическое поле, фокусирующее ионы на центр входной диафрагмы масс-спектрометра и понижающее энергию ионов до уровня, оптимального для регистрации в орто-ВПМС.
Теоретические основы метода разделения экспоненциальных вкладов применительно к анализу совокупностей эффузиометрических кривых нами были разработаны ранее [19]. Суть подхода основана на полной аналогии между системами дифференциальных и конечно-разностных линейных уравнений с постоянными коэффициентами. Эта аналогия для одного уравнения, например, была использована нами при разработке методов линейного прогноза для эффективной оценки массовых чисел ионов по их временам выхода для магнитного статического масс-спектрометра [16, 30]. Определив коэффициенты такого прогноза, в частности, являющегося точным для суммы экспоненциальных кривых, факторы затухания соответствующих экспонент могут быть определены нахождением корней характеристического полинома, как и для соответствующего дифференциального уравнения с постоянными коэффициентами. В этом случае может быть использована вычислительная процедура, описанная нами в [20].
Исходя из этой аналогии, в общем случае совокупный вектор интенсивностей ионов-продуктов или наведенных сигналов для последующих регистрации может быть выражен, без учета ошибок измерения, как произведение некоторой матрицы перехода на вектор таких интенсивностей для предыдущей регистрации, поскольку это справедливо для линейных комбинаций экспоненциально спадающих потоков ионов-продуктов или наведенных сигналов, зарегистрированных для различных пар введенных электродов и для разных частот. Матричные элементы этой матрицы перехода могут быть найдены минимизацией погрешности такой аппроксимации, что сводится к решению соответствующих систем линейных алгебраических уравнений для каждой строки этой матрицы. Собственные векторы этой матрицы описывают с точностью до нормировки вектор интенсивностей ионов-продуктов каждого типа ионов, присутствующих в анализируемой смеси. Соответствующие этим векторам собственные числа характеризуют факторы экспоненциального затухания интенсивности таких ионов. Коэффициенты, описывающие вклады собственных векторов матрицы перехода в наблюдаемые интенсивности ионов-продуктов или наведенные сигналы, находятся по методу наименьших квадратов для обеспечения в среднем минимальных погрешностей измеренных данных для всех регистраций. Качество аппроксимации по сравнению с ошибками измерений является критерием правильности проведенного анализа. Зная число типов исходных ионов и характерные времена их экспоненциального убывания, можно решением соответствующих систем линейных уравнений найти вклады каждой из этих экспонент во все отсчеты в зарегистрированных масс-спектрах. Тем самым будут получены масс-спектры ионов-продуктов каждого типа исходных ионов, как будто они были полностью разделены перед их регистрацией. Это важно, т.к. позволит определить «точные» массы всех ионов-продуктов, если соответствующие масс-спектры были зарегистрированы на масс-анализаторе с высокой разрешающей способностью.
КРАТКОЕ ОПИСАНИЕ ИЛЛЮСТРАЦИЙ
Для более полного понимания настоящего изобретения последующее описание соотнесено с соответствующими иллюстрациями, на которых:
Фиг.1. Общая схема газодинамического интерфейса орто-ВПМС для предварительного разделения и регистрации ионов.
Фиг.2. Иллюстрация к процессам транспортировки «остановленных» в квадруполе ионов перед «запирающей» диафрагмой.
Фиг.3. Схема поперечного сечения области накопления ионов в случае расталкивания больших ионов малыми ионами, сфокусированными вокруг оси квадруполя.
Фиг.4. Расчетные резонансные кривые для осциллирующих ионов для двух значений плотности газа.
Фиг.5. Схема поперечного сечения области накопления ионов в случае отклонения больших ионов от оси квадруполя нерезонансным вращающим полем.
Фиг.6. Иллюстрация для четырех возможных видов кривых регистрируемых данных.
Фиг.7. Блок-схема процедуры вычисления экспоненциальных вкладов в кинетическую кривую распадающихся ионов.
Фиг.8. Иллюстрация к методу разделения экспоненциально спадающих наложенных пиков ионов-продуктов столкновительной фрагментации исходных изобарных ионов.
+
36
+
+
2
Фиг.9. Зависимость интегральных распределений интенсивности ионного пучка Xe, Ar и N  и смещения приемной щели шириной s=1 мм на выходе квадруполя с потоком Ar вдоль его оси: точки - экспериментальные данные, сплошная кривая - аппроксимация пробными функциями.
+
36
+
+
+
+
+
36
+
2
2
Фиг.10. Зависимости разностей экспериментальных и вычисленных распределений интенсивностей ионных пучков Xe, Ar и N  и отношений этих разностей для пар Xe, N  и Xe, Ar от смещения приемной щели на выходе квадруполя с потоком газа вдоль его оси.
Фиг.11. Иллюстрация, поясняющая возможный механизм образования распределений, показанных на Фиг.10.
Все эти иллюстрации носят поясняющий характер и не накладывают каких-либо ограничений на возможную реализацию предлагаемого изобретения.
ОСУЩЕСТВЛЕНИЕ ИЗОБРЕТЕНИЯ
Новый подход для транспортировки ионов из области повышенного давления на выходе из ячейки подвижности спектрометра ионной подвижности в вакуумную часть масс-спектрометра через формирование сверхзвукового газового потока описан в нашем патенте США №7,482,582 от 27 января 2009 года [13]. Он был развит далее для обеспечения дополнительных аналитических возможностей за счет резонансного возбуждения вращения ионов вокруг сверхзвукового потока в радиочастотном квадруполе на входе в орто-ВПМС в следующем нашем патенте США №7,547,878 от 16 июня 2009 года [15]. Специфическое развитие этих подходов для обеспечения эффективного количественного определения наличия примесей в газовых смесях и структурного анализа многозарядных ионов биомолекул описано в заявке №2009126684 от 14.07.2009 г. на выдачу патента РФ [33] и в настоящем изобретении, отличающемся от этой заявки разделением ионов на базе баланса между смещением ионов под действием сверхзвукового потока и их дрейфом под влиянием противоположно направленного электрического поля и намеренным использованием расталкивающего влияния более легких ионов, локализованных около оси квадруполя.
Особенностью предлагаемого метода в отличие от упомянутых патентов является не выделение ионов из потока гелия с ионами из ячейки подвижности, а так же как и в заявке №2009126684 [33] намеренное формирование газового потока, схематически показанное на Фиг.1, из буферного газа, предпочтительно более тяжелого, чем гелий (1), поступающего из камеры (3) внутрь цилиндрического канала (2). Поток атмосферного воздуха или другой газовой смеси, содержащих микропримеси и основные компоненты непосредственно или после обогащения, например, путем адсорбции-десорбции на подходящем носителе вводятся внутрь потока (1) или альтернативно ионы органических или биоорганических соединений из электроспрейного источника или других источников вводятся внутрь канала (2) вместе с потоком (1) системой фокусирующих электродов, не показанных на Фиг.1. С целью предотвращения адсорбции ионов биомолекул на внутренней стенке канала (2) осуществляется его подогрев током через обмотку (4). Откачка газов, поступающих с потоком (1), осуществляется в основном насосом (15). Ось потока смещена относительно оси квадруполя (38) на угол, соответствующий сдвигу (39) на плоскости приемной щели (21) масс-спектрометра, превышающей полуширину щели так, чтобы через напускную подвижную щель (21) лишь незначительная часть потока поступала в следующую ступень дифференциальной откачки орто-ВПМС или другого последующего масс-анализатора. Образование такой относительно плотной газовой струи подтверждается полученными нами экспериментальными данными, часть из которых приведена на Фиг.9 и Фиг.10. Этот вопрос достаточно подробно будет рассмотрен ниже.
6
2
Газовая струя (5), содержащая (при проведении аналитических измерений) небольшую примесь атмосферного воздуха или другой газовой смеси либо ионы органических или биоорганических соединений, поступает в источник ионов с электронной ионизацией (6) с изменяемой энергией ионизирующих электронов. Для уменьшения разброса по энергии электронов источник снабжен катодом (18), например, из LaB с косвенным подогревом (22). Путем выбора соответствующей энергии электронов и состава газовой смеси могут быть реализованы различные режимы ионизации, в результате которых происходит в конечном итоге либо образование положительных (или отрицательных) ионов анализируемых соединений, либо преобразование ионов, поступающих из других источников. Так, например, при энергии электронов, превышающих порог ионизации атомов или молекул буферного газа, основными первичными ионами будут ионы этого газа - основного компонента в струе (5). Поскольку потенциалы ионизации органических соединений обычно меньше, чем потенциал ионизации атомов или молекул буферного газа, таких как Ar или N, то при столкновениях соответствующих молекул с ионами буферного газа будет происходить передача заряда на эти молекулы, и значительная доля этих молекул будет ионизована.
В отличие от упомянутой нашей заявки №2009126684 входная и запирающая диафрагмы являются многослойными, состоящими из проводящих (8), (19) и диэлектрических (9), (14) слоев соответственно. Минимальное число проводящих слоев, как показано на Фиг.1, равно четырем. Функционально эти диафрагмы предназначены для создания достаточно сильных полей внутри отверстий диафрагм, позволяющих не пропустить ионы через входную диафрагму (8)-(9), когда это необходимо, и произвести столкновительно-индуцированную диссоциацию ионов внутри запирающей диафрагмы (19)-(14). Внешние проводящие слои диафрагм используются для создания желаемых электрических полей вне этих диафрагм, в частности для фокусировки входящих ионов (28), (34) и для запрещения обратного выхода ионов после прохождения диафрагм (29), (30).
Секционирование стержней квадруполя (10) и справа от внешнего слоя запирающей диафрагмы (19)-(14) позволяет оптимальным образом создавать радиочастотное и продольные электрические поля (30) и (31) в этой части квадруполя для обеспечения эффективной фокусировки анализируемых ионов (20), прошедших через запирающую диафрагму (19)-(14), в том числе и ионов-продуктов столкновительно-индуцированной диссоциации под действием полей (34) и (36). Для эффективной регистрации в орто-ВПМС ионы выводятся из газовой струи (5) сильным электрическим полем (32) на выходе из квадруполя (10) и подвергаются действию тормозящего электрического поля (33), создаваемого электродами (23), (17) и (21). Распределение потенциалов ускоряющего (25) и тормозящего потенциалов (26) вдоль оси квадруполя (38) показано в правой нижней части рисунка. Распределение (26) аппроксимируется выпуклой вверх параболой. Поскольку потенциал электрического поля в вакууме удовлетворяет уравнению Лапласа, то при цилиндрической симметрии электродов (23) и (17) в ортогональной плоскости распределение потенциала по обоим координатам будет описываться параболами, выпуклыми вниз, с коэффициентами при квадратичном члене, равными половине такого коэффициента для параболы (26). Одна из таких парабол условно показана пунктиром (27). Такое распределение потенциала приведет к фокусировке ионов к оси ионно-оптической системы и по крайней мере не увеличит существенно ширину ионных пучков, проходящих через щель (21). Оставшаяся кинетическая энергия ионов (37) близка к оптимальной для регистрации на орто-ВПМС (для нашего прибора это ~14 эВ). Для ввода ионов в масс-анализаторы других типов может потребоваться другая организация фокусирующей системы на выходе радиочастотного квадруполя (10).
Предварительная регистрация всех ионов, проходящих через запирающую диафрагму (19)-(14), при отсутствии дополнительных электрических полей внутри квадруполя кроме радиочастотного фокусирующего напряжения и фокусирующих полей входной и запирающей диафрагм даст информацию о возможном наличии интересующих ионов в анализируемой смеси и диапазонах m/z ионов, подлежащих детальному исследованию, а также о мешающих интенсивных пиках, удаление или ослабление которых было бы полезно при проведении анализа. При этом для эффективной регистрации ионов относительно больших m/z может потребоваться увеличение радиочастотного напряжения, при котором ионы буферного газа могут потерять устойчивость движения и будут рекомбинировать на стержнях квадруполя. Это же может произойти и с другими ионами с относительно малыми m/z.
При отсутствии значительного потока ионов с m/z, меньшими чем у анализируемых ионов, и умеренных интенсивностях всех других наблюдаемых пиков, исключающих значимое влияние объемного заряда на динамику анализируемых ионов при разумных временах накопления, возможен следующий упрощенный вариант предлагаемого способа разделения ионов. Постепенным увеличением напряженности продольного квазиоднородного поля (13), направленного против потока (1), максимальная интенсивность среди всех интересующих ионов уменьшается до минимально достаточного для измерений уровня. При достаточной плотности газовой струи (5) это будет означать «остановку» облака соответствующих ионов на некотором расстоянии слева от запирающей диафрагмы (19)-(14). В этом месте средняя сила, действующая на ионы со стороны потока (1), плотность атомов (7) в котором, несмотря на возможное образование кластеров (24), уменьшается по мере удаления от выходного отверстия капилляра (2), уравнивается с практически постоянным противодействием электрического поля (13). При таком воздействии потока (1) и поля (13) различные ионы (12) будут фактически находиться в потенциальных ямах, различающихся положением их минимума и крутизной, как показано в нижней части (201) Фиг.2.
i
i
i
В идеале при однородном электрическом поле и линейном изменении подвижности ионов κ вдоль потока такие ямы будут описываться параболами с положениями вершин Z, определяемыми усредненными по возможным положениям внутри потока подвижностями ионов, и коэффициентами а при квадратичном члене, пропорциональными заряду ионов z.
Распределения ионов внутри этих потенциальных ям в соответствии с принципом Больцмана будет описываться гауссовыми кривыми (100) с максимумами, совпадающими с минимумами потенциальных ям и дисперсиями, пропорциональными коэффициентам при квадратичном члене соответствующих парабол и обратно пропорциональными эффективной температуре ионов.
g
F
где k - постоянная Больцмана, эффективная температура  при отсутствии влияния объемного заряда и других возбуждающих полей кроме радиочастотного квадрупольного поля практически равна температуре газа T, которую он приобрел в капилляре (2). Положение минимума  или положение равновесия для соответствующих ионов определяется уравниванием передаваемого импульса «неподвижному» иону (что справедливо для ионов достаточно больших масс) в единицу времени от поля с напряженностью E и от потока со скоростью V:
i
F
g
где e - величина элементарного заряда, n - плотность газового потока, усредненная по возможным положениям иона в плоскости, ортогональной потоку, σ - сечение столкновений иона с атомами или молекулами газа при относительной скорости V, M - молекулярная масса газа. Скорость газового потока в адиабатическом приближении определяется температурой газа T и его молекулярной массой M:
При малых отклонениях от положения равновесия вдоль оси Z передаваемый иону полный импульс будет:
,
а увеличение потенциальной энергии ионов при их отклонении от положения ее минимума таково:
,
где  в точке равновесия для данных ионов.
i
Таким образом, коэффициент a в распределении (100) будет:
и дисперсия этого распределения будет обратно пропорциональна заряду иона и напряженности поля, остановившего данные ионы в потоке. При напряженности поля 1 В/см, α=0,1 (что соответствует падению плотности газового потока вдвое на протяжении 5 см между входной и запирающей диафрагмами квадруполя), эффективной температуре однозарядных ионов  величина стандартного отклонения распределения этих ионов будет:
Показанные на Фиг.2 распределения вдоль оси квадруполя (38) потенциальных энергий, плотностей ионов и схематические изображения облаков этих ионов (203), (204) и (205) демонстрируют возможные взаимосвязи между ними. В данном случае не нужно обращать внимание на различное удаление облаков ионов от оси квадруполя (38), т.к. это может быть вызвано влиянием объемного заряда внутри и вблизи газовой струи (5) или действием вращающих полей, что будет рассмотрено ниже. Ионы (203) и (204) имеют совпадающие положения равновесия, но различаются зарядами, соответственно это однозарядные и четырехзарядные ионы. Это приводит к существенно различающимся плотностям распределений в области проникновения (208) ионов в область ускоряющего поля, создаваемого запирающей диафрагмой (19)-(14), 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 через запирающую диафрагму (14) можно оценить аналогично величине молекулярного потока через отверстие:
i
i
где n - объемная и  - линейная плотность ионов в области проникновения (208), V - средняя тепловая скорость ионов, S - эффективная площадь поперечного сечения облака ионов. Это означает, что поток ионов (105) во времени будет экспоненциально затухать, если поток исходных ионов заперт, поскольку  и, соответственно, скорость расхода ионов пропорциональна общему числу накопленных ионов в соответствующем облаке (при отсутствии влияния объемного заряда данных ионов). Альтернативно этот поток будет возрастать, экспоненциально приближаясь к исходному потоку этих ионов. Выражение (105) означает, что для многозарядных ионов, например, показанных на Фиг.2 - (205), уменьшение их потока будет связано не только с очень сильным уменьшением , но и с двукратным в данном случае уменьшением средней тепловой скорости из-за вчетверо большей массы. Скорее всего, такие ионы на фоне хорошо регистрируемого потока ионов (203) в условиях, показанных на Фиг.2, в сравнимое время вообще регистрироваться не будут. Для их регистрации облако ионов и распределение (205) надо сдвинуть вправо уменьшением напряженности поля (13) до появления сигнала приемлемой интенсивности. В этом случае облако ионов (203) практически полностью исчезнет, и сигнал соответствующих ионов либо не будет регистрироваться более, если исходный поток ионов был заперт входной диафрагмой (8)-(9) или их поток станет постоянным, если поток исходных ионов не прерывался.
i
Исходя из выражения (105), можно оценить диапазон приемлемых чисел остановленных в квадруполе и регистрируемых ионов. В случае использования для регистрации ионов орто-ВПМС с время-цифровым преобразователем с временем накопления масс-спектров 1 секунда (для масс-спектров умеренного диапазона масс, до 1000 Да, это означает, например, для нашего масс-спектрометра накопление 10000 масс-спектров, а для ионов с массами до 4000 Да - 5000 масс-спектров) можно условно считать минимально регистрируемым потоком ионов 1 ион в секунду. Средняя тепловая скорость ионов, например, с массой m=4000 Да при комнатной температуре будет около 40 м/сек. Это означает, что для обеспечения потока 1 ион в секунду нужна линейная плотность ионов в области проникновения (208)  около 0,001 иона/см. Для меньших масс - еще меньше пропорционально корню квадратному из массы.
i
Хорошо регистрируемой максимальной величиной потока ионов при накоплении 5000-10000 спектров при отсутствии явлений насыщения сигнала можно считать ~1000 ионов в секунду, что соответствует для m=4000 Да ≈1 ион/см. Для обеспечения характеристического времени падения регистрируемого сигнала около 10 сек (при идеальной 100 процентной регистрации) нужно накопить ~10000 ионов. При стандартном отклонении распределения ионов σ≈4 мм, локальная 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 плотность в 1 ион/см в этом случае достигается на удалении от максимума распределения в 4,29σ≈1,72 см. При уменьшении эффективности регистрации число накопленных ионов для получения тех же результатов должно быть увеличено. Так, например, при эффективности регистрации 0,01 должно быть накоплено около 1000000 ионов, и тогда влияние объемного заряда может стать заметным и привести к отклонениям от экспоненциального поведения регистрируемых кривых. Возможный выход - уменьшение плотности накопленных ионов за счет уменьшения напряженности противополя при некотором уменьшении радиочастотного фокусирующего напряжения для обеспечения большего удаления ионов от оси квадруполя (38) для того, чтобы сохранить прежним поток регистрируемых ионов.
Распределения (203) и (204) демонстрируют случай небольшого превышения сечения столкновения ионов (204) с атомами или молекулами газа по сравнению с (203) при единичном заряде ионов и совпадающих массах, что приводит к слабому сдвигу распределения (204) вправо по сравнению с (203) при одинаковых стандартных отклонениях. В данном случае этот сдвиг равен 1 мм, что составляет 25% от стандартного отклонения распределения σ=4 мм. Область проникновения ионов (208) в область ускоряющего поля удалена от центра распределения (203) более чем на четыре (4,29) стандартных отклонения. В этом случае отношение значения распределения (204) к значению распределения (203) в области (208) будет около 2,64. Это означает, что характеристическое время изменения сигнала от ионов (203) в ~2,64 раза больше, чем для ионов (204). Таким образом, практически неразрешимые сигналы (203) и (204) для регистрации при непрерывном уменьшении напряженности поля (13), аналог чего предлагается, например, в Патенте США Лободы [8], становятся полностью разделенными при регистрации сигналов от ионов для выбранных постоянных значений напряженности поля (13). По сравнению с разрешением на полувысоте пиков, как принято в разделении ионов по подвижности, это означает примерно десятикратное увеличение разрешающей способности. Этот выигрыш может быть еще увеличен в несколько раз, т.к. разделение экспоненциальных вкладов при сравнимых интенсивностях сигналов для характеристических времен, различающихся на 20% или даже на 10%, вполне реально.
Заданием достаточно сильного поля (36) внутри отверстия запирающей диафрагмы (19)-(14) может быть осуществлена столкновительно-индуцированная диссоциация анализируемых ионов с получением ионов-продуктов (211), (212), поток которых будет изменяться по тем же экспонентам, что и соответствующие исходные ионы (209) и (210). Если, например, у всех типов исходных ионов есть уникальные фрагменты, отличающиеся по их значениям m/z, то по этим фрагментам при их достаточной интенсивности могут быть определены характеристические времена соответствующих индивидуальных экспонент. В общем случае разделение таких многомерных данных будет рассмотрено ниже. Можно ожидать выигрыша в разрешающей способности в несколько раз для многомерных данных по сравнению с анализом одномерных кривых.
Уменьшение стандартного отклонения, которое при данной плотности потока будет иметь место для ионов с большим сечением столкновений, что следует из соотношений (100)-(104), может привести к увеличению влияния объемного заряда на качество регистрируемых данных. Выходом здесь может быть контролируемый вывод регистрируемых ионов из приосевой области газового потока за счет совместного действия объемного заряда меньших ионов и уменьшением фокусирующего действия радиочастотного поля, например, понижением радиочастотного напряжения, а также воздействием нерезонансного вращающего поля при отсутствии объемного заряда малых ионов. Это же смещение ионов приводит к их дополнительному разделению, так ионы больших m/z будут сильнее отклоняться от оси квадруполя (38) и газовой струи (5), где плотность газового потока меньше и поэтому они сильнее будут сдвигаться к началу квадруполя под действием поля (13).
Таким образом, для исследуемых ионов возможны две ситуации. В первом случае имеется поток относительно малых ионов, существенно превышающий по интенсивности поток исследуемых ионов, так что возможно создание объемного заряда около оси квадруполя (38), достаточного для заметной стратификации ионов интересующего диапазона m/z, что позволяет получить их дополнительное разделение. Отсутствие достаточного потока малых ионов определяет второй вариант реализации нашего метода, основанный на возбуждении нерезонансного вращения ионов вокруг оси квадруполя (38).
В отсутствие достаточного потока малых ионов такой поток может быть создан добавлением подходящих примесей в буферный газ. Излишне интенсивный поток малых ионов может быть скомпенсирован увеличением амплитуды радиочастотного напряжения, что приведет к лучшей фокусировке исследуемых ионов и частичной гибели малых ионов, оказавшихся вне достаточно плотной газовой струи (5). Если эта интенсивность недостаточна, увеличением напряженности продольного поля (13), направленного против потока (1), скорость движения малых ионов в потоке (5) можно уменьшить, что приведет к увеличению плотности объемного заряда. Увеличение напряженности поля (13), однако, ограничено уменьшением стандартного отклонения распределения анализируемых ионов, что может привести к неприемлемому увеличению влияния объемного заряда этих ионов на регистрируемые данные. Поэтому по существу единственным способом управления средним удалением ионов от оси квадруполя (38) в этом случае будет изменение амплитуды радиочастотного напряжения. Нужно заметить, что поскольку плотность потока (5) уменьшается при увеличении расстояния Z от выхода из капилляра (2), скорость движения малых ионов в потоке из-за противодействия поля (13) будет уменьшаться и, соответственно, плотность этих ионов, чтобы сохранить их поток, - увеличиваться. Это приведет к возрастанию удаления аналитических ионов от оси квадруполя (38) с увеличением Z и к их все большему сдвигу полем (13) в сторону от запирающей диафрагмы (19). Это означает более резкое падение плотности ионов в их распределениях вблизи запирающей диафрагмы, что предсказывается гауссовым распределением (100). Таким образом, приведенные выше оценки, показывающие значительные отношения потоков регистрируемых ионов при относительно небольших сдвигах максимумов распределений, могут оказаться заниженными, что может обеспечить еще большую разрешающую способность предлагаемого метода.
i
Средний радиус r отклонения от оси квадруполя (38) относительно больших ионов при расталкивании облаком малых ионов определяется равенством величины фокусирующей силы  квадрупольного радиочастотного поля и кулоновского отталкивания от облака малых ионов, сфокусированных в виде цилиндрического жгута вокруг оси квадруполя (38):
rf
0
где Q - линейная плотность облака малых ионов, V и ω - амплитуда и угловая частота квадрупольного радиочастотного напряжения, r - вписанный радиус квадруполя (3.7 мм для нашего квадруполя), m - масса ионов. Таким образом, ионы с большими значениями m/z (206) будут сильнее удалены от газовой струи (5) и значительнее сдвинуты влево полем (13) в силу уменьшения воздействия потока (1), по сравнению с ионами с меньшими m/z (203), (204) и (205). Ионы (207) с той же массой и близким сечением столкновений, но с большим зарядом, чем ионы (205), хотя и будут смещены ближе к оси потока (1) и подвержены более сильному влиянию потока, показаны смещенными влево, т.к. в этом случае влияние поля, пропорциональное заряду, может быть более существенным.
Величина второй производной от полной «потенциальной» радиальной энергии больших ионов при равновесном расстоянии от оси квадруполя (38) будет:
r
т.е. это удвоенная величина по сравнению со второй производной эффективного потенциала , и эта величина не зависит от линейной плотности заряда малых ионов. Это означает, что собственная частота ω малых радиальных колебаний больших ионов не зависит от линейной плотности расталкивающих малых ионов и в  раз больше, чем собственная частота колебаний или вращений этих же больших ионов при отсутствии их расталкивания объемным зарядом:
.
r
r
Для возбуждения таких радиальных колебаний больших ионов в квадруполе достаточно создать вращающее поле (11, Фиг.1) с такой частотой. Поскольку в каждой точке кольцевого распределения ионов вращающее поле может быть разложено на радиальную и сдвинутую по фазе на π/2 тангенциальную составляющие, будут возбуждаться именно радиальные колебания. В тангенциальном направлении, если и имеются какие-либо собственные частоты колебаний, то они сильно сдвинуты в сторону меньших частот по сравнению с ω и полем такой частоты практически возбуждаться не будут. Радиальные колебания в каждой точке кольцевого распределения ионов будут иметь непрерывно меняющуюся фазу вдоль кольца, совпадающую с фазой вращающего поля в случае резонанса, так что это кольцо ионов будет в целом совершать вращение вокруг оси квадруполя (38) с частотой ω.
Схематически такое вращающееся кольцо показано на Фиг.3 (311) с центром, смещенным относительно центра жгута малых ионов (309), которые сфокусированы вокруг оси квадруполя (38). Газовая струя (310) также показана смещенной относительно оси квадруполя (38). Тонким пунктиром (306) показана условная граница, при выходе за которую ионы могут под действием относительно слабых резонансных вращающих полей терять усредненную стационарность движения и рекомбинировать на стержнях квадруполя (301). Один из таких ионов (304) на пути к рекомбинации показан вращающимся под действием поля (324), вызывающего резонансную раскрутку ионов с выбранным m/z при их диффузионном выходе за границу (306). Поле, раскручивающее кольцо (311), показано двумя параллельными стрелками (308). Электроды (313), (314), (312), (315), (323), (322) и (317), как и в нашей заявке на Патент РФ [33], предназначены для регистрации наведенных напряжений от движущихся ионов. Внутри изображений стержней квадруполя (301) показаны радиочастотные напряжения (302) и два вращающих напряжения (303) для создания полей (308) и (324).
Вращение кольцевого распределения (311) может заметно увеличить среднюю кинетическую энергию анализируемых ионов по сравнению с тепловой. Это приведет к увеличению эффективной и внутренней температуры ионов [34]. Результатом этого может стать изменение сечения столкновений иона с атомами или молекулами газового потока. Такое изменение для различных ионов может существенно различаться и даже иметь разную направленность. Так, например, для многозарядных ионов в случае, когда некоторые заряды в ионе локализованы на достаточном удалении друг от друга, из-за отталкивания этих зарядов структура иона будет при относительно низкой температуре носить более или менее развернутый характер. Сечение столкновений для такого иона будет увеличенным по сравнению со структурой, где такое отталкивание до некоторой степени скомпенсировано хаотическими движениями фрагментов иона при повышенной температуре. Если же заряды иона расположены достаточно близко друг к другу, то при пониженной температуре структура иона будет более компактной из-за поляризационного притяжения нейтральных частей иона к заряженному центру. Поэтому повышение температуры будет приводить к размораживанию движений таких частей иона и к увеличению сечения столкновений. Таким образом, возбуждение радиальных колебаний ионов может привести к разделению ионов, которые при комнатной температуре имели совпадающие массы, заряды и сечения столкновений. Отсутствие новых компонент при таком возбуждении анализируемых ионов может быть использовано для подтверждения правильности проведенного анализа. Ионное облако (204), показанное на Фиг.2, можно интерпретировать как результат такой «раскрутки» облака ионов (203), в результате чего произошло увеличение среднего числа столкновений с атомами газа (7) в единицу времени на ~1%, приведшее к сдвигу распределения (204) вправо на 1 мм и к увеличению эффективной температуры ионов на ~10%, что привело также к уширению распределения (204). В этом случае отношение плотностей ионов на расстоянии 17 мм вправо от центра распределения (203) для распределений (204) и (203) оказалось равным ~5,8 в отличие от приведенного выше значения ~2,64 для одинаковых дисперсий распределений (203) и (204).
Вращение кольцевых распределений выбранных ионов может быть использовано, особенно для ионов с большими m/z, для ограничения нарастания их количества, чтобы избежать нежелательных эффектов накопления объемного заряда. Если ионы расположены на достаточно большом удалении от оси квадруполя (38), то вращение их кольцевого облака может привести к гибели ионов, находящихся на внешней периферии кольца. Изменением амплитуды вращающего напряжения можно регулировать скорость такой гибели и привести эти ионы к желаемому стационарному количеству. Для ионов со средними m/z увеличение напряжения, вращающего их кольцевое распределение, может не привести к их избирательной гибели. В этом случае может быть достаточным возбуждение дополнительного резонансного вращающего поля, эффективного при отсутствии влияния объемного заряда, с частотой:
.
В этом случае такое поле может уводить на стержни квадруполя соответствующие ионы, если они за счет диффузионных случайных блужданий оказались в зоне, где объемный заряд малых ионов, сфокусированных вокруг оси квадруполя (38), уже практически на них не действует.
В течение всего времени манипулирования с относительно интенсивными потоками ионов малоинтенсивные ионные популяции могут накапливаться и стать пригодными для проведения количественных измерений. По мере накопления таких популяций их дальнейший рост также необходимо ограничивать либо только что описанным способом, либо остановив поток ионов через входную диафрагму. В последнем случае поток малых ионов вдоль оси квадруполя (38) прекратится, стратификация облаков относительно больших ионов исчезнет, и останется только использовать вращающее поле для управления положением ионов в радиальных направлениях или использовать более сильные поля (13) для остановки исследуемых ионов в потоке (5).
res
При отсутствии достаточной плотности малых ионов для смещения исследуемых ионов от оси квадруполя (38) на стержни квадруполя подается вращающее напряжение с частотой, значительно сдвинутой в сторону низких частот от резонансных частот исследуемых ионов ω. Амплитуда этого напряжения достаточно велика, чтобы раскрутить желаемые ионы в области относительно большой плотности газа внутри потока, так чтобы эти ионы могли приблизиться или даже перейти границу струи (5). В то же время в области остаточной плотности газа влияние этого вращающего поля должно быть недостаточно, чтобы значительно раскрутить ионы и потерять их в распадах или на стержнях квадруполя.
То, как это можно сделать, проиллюстрировано на Фиг.4. Здесь показаны резонансные кривые для относительных средних радиусов раскрутки ионов, исходя из формулы (411), взятой из нашей работы [9]:
Кривые вычислены для гипотетических ионов с m/z 400 и 401 для ожидаемой плотности потока в области раскрутки ионов и в 100 раз меньшей плотности остаточных газов. Ширины этих кривых на полувысоте, формула (412), отличаются также в 100 раз:
ν
Характерное время релаксации скорости ионов τ было вычислено по формуле (413):
2
исходя из массы атомов буферного газа M=40 Да, средней тепловой скорости их движения V (скоростями движения ионов пренебрегли) при комнатной температуре и разумной величине сечения столкновения ионов с атомами газа σ=200 Å. Плотность газа n вычислена из уравнения состояния идеального газа при давлениях 30 мТорр для верхних широких (407) и (408) и при и 0,3 мТорр для нижних узких кривых (409) и (410) соответственно. Видно, что при достаточно большом отклонении от точки «резонанса» вблизи струи (5) среднеквадратичный радиус вращения ионов несильно отклоняется от максимального значения. В то же время резонансные кривые при остаточном давлении вне зоны газовой струи спадают довольно резко, и радиус раскрутки при достаточном отклонении от резонанса даже при сравнительно больших вращающих напряжениях может быть вполне приемлемым. При больших отклонениях от резонанса радиус вращения (414):
практически не зависит от времени релаксации скорости ионов (413) или от плотности газа.
Для контроля общего числа накопленных вращающихся ионов может использоваться регистрация наведенных разностей напряжений на тонких электродах, например (313) и (314), показанных на Фиг.1, Фиг.3 и Фиг.5. При симметричном положении этих электродов относительно ближайших стержней (301) квадруполя наведенный сигнал от вращающего поля (303) будет в значительной степени скомпенсирован и при аккуратной юстировке сведен к величине, сравнимой с сигналом от вращающихся ионов. Этот сигнал на частоте вращающего поля при приемлемой стабильности генератора вращающего поля будет почти постоянным по амплитуде. Сигнал же от накапливаемых ионов будет нарастать вначале практически линейно со временем, а при достижении значительной плотности объемного заряда сигнал начнет насыщаться за счет гибели ионов, вызываемой их расталкиванием или другими причинами. Наличие такого насыщения и будет сигнализировать об окончании процесса накопления. Измерение фазового сдвига регистрируемого переменного сигнала от сигнала вращающего поля будет нести качественную информацию о составе накопленных ионов - формула (415):
rf
1
2
Устранение излишнего количества тех или иных ионов может быть организовано формированием резонансных вращающих электрических полей, соответствующих выбранным m/z. Этим возбуждается дополнительное вращение ионов этих соединений вокруг их положения в пакете нерезонансно вращающихся ионов. На Фиг.5 схематично показано сечение квадруполя в области вращения накопленных ионов. Внутри изображения стержней (301) квадруполя даны выражения для напряжений, прикладываемых к ним. Это фокусирующее радиочастотное напряжение (302) с частотой ω и амплитудой V и два вращающих напряжения (503) с частотами ω, ω и амплитудами , , создающих два вращающих поля, нерезонансного (508) и резонансного (524). Условная граница зоны прохода ионов через диафрагму(19)-(14) показана пунктирной линией (504). Пунктирной линией с большим шагом (507) показана граница, после которой ионы начинают сталкиваться с поверхностями стержней квадруполя. Зона между двумя этими пунктирными линиями - это область возможного нерезонансного вращения ионов (505), (506), (509) без значительной вероятности их потери либо на поверхностях стержней, либо путем переноса в орто-ВПМС или в другой используемый масс-анализатор. Усредненная траектория резонансного вращения (511) выбранных ионов вокруг центра (510), вращающегося вокруг оси квадруполя (38), показана точками.
0
Двигаясь вблизи поверхности введенных электродов (312), (313), (322), (323), ионы (506), (505) и (509) вызывают появление наведенного заряда противоположного знака на этих электродах. Положение и форма этих электродов должны быть такими, чтобы, с одной стороны, обеспечивать максимально возможный уровень наведенных сигналов, с другой стороны, искажения квадрупольного поля, неизбежные при их введении, не должны существенно искажать движение анализируемых ионов и приводить к значимым потерям в разрешающей способности и чувствительности. Проведенные расчеты наведенных сигналов и моделирование движения ионов с использованием пакета Simion [40] для расчета электрических полей показали, что приемлемые характеристики имеют цилиндрические электроды с диаметром 0.2 мм, расположенные симметрично относительно ближайших стержней квадруполя, с осями на расстоянии радиуса квадруполя r от оси квадруполя (38). Парные электроды (315), (314), (317), (316), расположенные симметрично относительно плоскостей, проходящих через оси соседних стержней (301) квадруполя, подвержены существенно меньшему влиянию поля ионов, в то время как наведенные напряжения от полей круглых стержней квадруполя будут почти одинаковы для электродов соответственных пар. Это позволяет аналогично спектрометрии ИЦР организовать регистрацию вращающихся ионов, измеряя сигнал между электродами соответственных пар. Причем в данном случае такая регистрация может быть осуществлена по четырем каналам - для каждой пары электродов (312)-(315), (313)-(314), (322)-(317) и (323)-(316). Простым суммированием амплитуд сигналов по всем четырем каналам отношение сигнал/шум может быть увеличено в два раза. Более сложная обработка сигналов от свободно вращающихся ионов, включающая быстрое преобразование Фурье, при учете фазовых сдвигов получающихся комплексных амплитуд может привести к четырехкратному повышению разрешения результирующего спектра. Подобная методика предложена Е.Н.Николаевым и Й.Франценом для спектров ИЦР при регистрации сигнала с помощью многоэлектродной ячейки [37]. Резонансные частоты сигналов от ионов будут существенно меньше, чем радиочастота ω фокусирующего ионы напряжения (302) и много больше, чем частота вынужденного вращения (508) вокруг газового потока. Использованием усилителей с соответствующей полосой пропускания, подключенных между электродами (312)-(315), (313)-(314), (322)-(317) и (323)-(316), высокочастотные и низкочастотные составляющие регистрируемого сигнала можно значительно ослабить.
Вращательные движения кольцевых распределений ионов, возникающих, как описано выше, из-за электростатического отталкивания от приосевого жгута малых ионов, также могут быть зарегистрированы по наведенным сигналам на пары электродов (312)-(315), (313)-(314), (322)-(317) и (323)-(316). В этом случае, т.к. анализируемые ионы распределены по кольцу вокруг оси квадруполя (38), при возбуждении свободных вращений кратковременным включением пакета вращающих напряжений в заданном диапазоне частот существенно может быть ослаблено влияние объемного заряда вращающихся ионов, приводящее к явлению слияния или коалесценции ионных облаков с близкими m/z, хорошо известному для спектрометров ИЦР [38]. Это же явление наблюдалось нами при моделировании свободных вращений на фоне вынужденных вращений ионов в радиочастотном квадруполе [33]. Регистрация сигнала от свободных вращений ионов с получением масс-спектра на основе обратного Фурье-преобразования важна для получения обзорного масс-спектра накопленных ионов и определения их резонансных частот.
Такую регистрацию в процессе накопления ионов целесообразно проводить периодически, тем самым контролируя число накопленных ионов с различными m/z и скорость их накопления. При превышении некоторыми ионами максимально допустимого количества или, если ожидаемое число этих ионов в предполагаемое время измерений превысит этот предел, включается соответствующее вращающее поле для увода излишних ионов на стержни квадруполя. Для кольцевых распределений на сравнительно небольших удалениях от оси квадруполя (38) для такого увода необходимо использование вращающих полей с двумя частотами, различающимися множителем, примерно равным . Большая из них возбуждает радиальные колебания ионов «внутри» кольца распределения, часть из которых имеет возможность диффузионно попасть в область остаточного давления буферного газа, где отталкивание объемного заряда существенно меньше, чем фокусирующее воздействие радиочастотного квадрупольного поля. Следует заметить, что отношение этих сил убывает как третья степень расстояния от оси, поскольку отталкивание убывает обратно пропорционально расстоянию, а фокусирующая сила квадратично растет с расстоянием ионов от оси квадруполя (38).
-4
Таким образом, при десятикратном увеличении расстояния ионов от оси по сравнению с равновесным расстоянием (например, с 0,1 мм до 1 мм) резонансная частота вращения ионов на этом расстоянии будет меньше резонансной частоты при отсутствии влияния объемного заряда на ~1/2000 долю. Это вполне сравнимо с ожидаемой разрешающей способностью возбуждения вращения при остаточном давлении такого буферного газа, как аргон на уровне 10 Торр. Поэтому использование резонансных вращающих полей без учета влияния объемного заряда при достаточной их напряженности вполне допустимо для эффективного увода ионов, оказавшихся в критической зоне остаточного давления буферного газа, на стержни квадруполя. При этом избирательность такой процедуры может быть достаточно высока. Вероятность выхода ионов в эту критическую зону может регулироваться амплитудой резонансного вращающего поля, возбуждающего радиальные колебания «внутри» соответствующего кольцевого распределения. Поскольку в этой зоне плотность буферного газа может быть много больше остаточной плотности, то избирательность такого возбуждения по m/z может быть существенно ниже. В то же время можно ожидать, что вероятность выхода ионов в критическую зону будет определяться также их подвижностью, т.к. их скорость будет пропорциональна подвижности, а добавка к эффективной температуре (от которой зависит диффузия) будет пропорциональна квадрату этой скорости.
Следует ожидать, что избирательность управляемой гибели избыточных ионов в случае относительно небольшого отклонения их от оси квадруполя (38) нерезонансным вращающим полем при наложении дополнительного вращающего поля резонансной частоты будет ниже, по сравнению с аналогичным сдвигом ионов объемным зарядом. Это является следствием того, что в случае нерезонансного вращения имеется только одна резонансная частота возбуждений колебаний или вращений ионов, что приведет в условиях повышенной плотности газа к необходимости использования достаточно больших амплитуд вращающего напряжения, что может приводить к гибели ионы с большим, чем в предыдущем случае, разбросом по m/z при их выходе в критическую область остаточного давления буферного газа. Выходом здесь может быть использование двух дополнительных вращающих полей к основному нерезонансному вращающему полю. Одно - с повышенной амплитудой и с частотой, сдвинутой от резонанса на столько, что это не сильно повлияет на раскрутку рассматриваемых ионов в области относительно высокой плотности при их равновесном расстоянии от оси квадруполя (38), но не сможет их существенно раскрутить в области остаточной плотности буферного газа. Второе - относительно слабое резонансное вращающее поле, эффективно раскручивающее рассматриваемые ионы до радиуса большего или сравнимого с радиусом квадруполя и, тем самым, приводящее их к гибели в области остаточной плотности буферного газа. Такой подход, конечно, имеет смысл, если случайно первое вращающее поле не окажется вблизи резонанса других ионов, гибель которых нежелательна. Это же, конечно, относится и к полям, возбуждающим радиальные колебания ионов в кольцевых распределениях в случае стратификации ионных облаков при наличии существенного объемного заряда вдоль оси квадруполя (38).
Таким образом, в обоих случаях можно добиться достаточно высокой избирательности гибели ионов методом сдвига анализируемых ионов от оси квадруполя (38) при использовании резонансных вращающих полей относительно небольшой напряженности. Поскольку равновесный радиус резонансного вращения пропорционален подвижности иона
что следует из определения подвижности и уравнения (411):
res
то вероятность гибели иона при заданном резонансном вращающем напряжении V будет зависеть от его подвижности. Для обеспечения скорости гибели выбранных ионов, близкой к оптимальной, необходимо будет проводить пробные измерения наведенных сигналов для разных вращающих напряжений.
res
res
При таких измерениях возможны две ситуации. Если резонансное напряжение V достаточно велико, так что все ионы с данным m/z, попавшие в зону остаточной плотности буферного газа, быстро гибнут, то в этом случае сигнал на резонансной частоте может отсутствовать или быть крайне слабым. Скорость гибели ионов в этом случае будет определяться их скоростью выхода в эту зону и зависеть от напряжения полей раскрутки или радиальных осцилляций. Когда V определяет радиус вращения (417) заметно меньший, чем радиус квадруполя, гибель ионов может происходить диффузионно и достаточно медленно. В этом случае относительно большое число таких резонансно вращающихся ионов может обеспечить достаточный наведенный сигнал на резонансной частоте для его нормальной регистрации. В необходимых случаях подбором подходящей напряженности радиочастотного квадрупольного фокусирующего поля и других необходимых полей можно обеспечить больший или меньший вклад процессов фрагментации в общую гибель ионов. Тем самым может быть реализовано разделение ионов и по степени устойчивости к процессам мономолекулярного распада подобно тому, как это описано в нашей заявке на Патент РФ [33].
Этот второй случай, по-видимому, является предпочтительным, т.к. обеспечивает измерения на двух частотах для одних и тех же ионов, что повышает надежность получаемой информации. Сигналы, относящиеся к одному и тому же типу ионов, при отсутствии заметного влияния их объемного заряда должны включать экспоненты с одним и тем же характеристическим временем. Если резонансная частота для данных ионов точно известна, а частота вращения от нее несколько отличается, то, измеряя фазовый сдвиг наведенного сигнала по отношению к вращающему напряжению на этих двух частотах, можно оценить согласно выражению (415) два характеристических времени релаксации скорости ионов или их подвижности в двух областях - в области остаточной плотности буферного газа и в области вблизи оси квадруполя (38). Постоянство (с точностью до ошибок измерения) фазового сдвига вдоль полученных экспоненциальных кривых - дополнительный критерий корректности проведенных измерений. Если кривые значимо отклоняются от экспонент, а фазовые сдвиги на различных участках этих кривых статистически совпадают, то это может быть связано с влиянием объемного заряда или с другими нелинейными эффектами в процессе измерения, которые должны быть устранены.
Иллюстрация одного из возможных способов ограничения влияния объемного заряда на регистрируемые данные с помощью орто-ВПМС на выходе радиочастотного квадруполя приведена на Фиг.6. Графики в левой верхней части демонстрируют случай регистрации относительно слабых потоков ионов, когда вначале переключением полярности фокусирующего поля (34) запирающей диафрагмы (19)-(14) производится накопление ионов. Через некоторое время фокусирующее поле (34) восстанавливается, и регистрируется спадающий по времени поток ионов, проходящих через запирающую диафрагму (19)-(14), что иллюстрируется кривой (601). Пунктирные кривые (602) и (603) показывают две экспоненты с характерными временами затухания 5 сек и 10 сек соответственно, которые в сумме дают кривую (601). При необходимости эти процедуры накопления и регистрации ионов могут быть повторены желаемое число раз. Сложение зарегистрированных кривых (601) приведет к увеличению отношения сигнал/шум при приемлемом влиянии объемного заряда, что позволит получить желаемую эффективность разделения суммарной кривой (601) на компоненты, подобные кривым (602) и (603).
В случае относительно большого потока анализируемых ионов их накопление в процессе регистрации с включенным фокусирующим полем (34) приведет к регистрации возрастающей кривой (604), которая является в показанном случае суммой двух экспоненциальных кривых (605) и (606), приближающихся с увеличением времени регистрации к потокам соответствующих ионов, которые были бы зарегистрированы в отсутствие противополя (13). При отсутствии стратификации анализируемых ионов объемным зарядом малых ионов и в случае использования нерезонансного вращения ионов для их смещения от оси квадруполя (38) запиранием потока анализируемых ионов на входной диафрагме (8)-(9) в момент времени (613) возрастающий поток ионов (607) становится спадающим (608). Характеристические времена экспоненциальных составляющих (609), (610) и (611), 612) возрастающей ветви ионного тока (607) и спадающей (608) попарно совпадают. Таким образом, выделение экспоненциальных составляющих в кривых (607) и (608) может обеспечить критерий адекватности проведенного анализа на основе совпадения числа найденных экспонент, их характеристических времен и непрерывности перехода от кривых (609) и (611) к кривым (610) и (612).
Вместо запирания входного потока анализируемых ионов включением в момент времени (620) гибели этих ионов на стержнях квадруполя (301) за счет резонансной раскрутки возрастающий регистрируемый сигнал (614) также может стать убывающим (615). При этом характеристические времена спадающих экспоненциально участков компонент (617) и (619) будут существенно меньше, чем характеристические времена соответственных возрастающих участков (616) и (618). Это может привести к заметному сокращению времени анализа при возможности дополнительного разделения регистрируемого сигнала (614)-(615) за счет различий упомянутых характеристических времен изменения сигналов до и после включения гибели ионов в момент времени (620). Периодическое повторение включения и выключения этой гибели также открывает возможность накопления регистрируемых данных и увеличения эффективности их разделения. Этот способ регистрации данных обеспечивает наибольшую эффективность накопления малых компонент исходного ионного потока, т.к. этот поток не прерывается в течение всего времени измерений.
При аккуратном подборе амплитуды и частоты резонансного вращающего поля и также при необходимости амплитуды радиочастотного фокусирующего напряжения возможно образование ионов-продуктов фрагментации, индуцированной многократными столкновениями, и на этой основе дополнительное разделение анализируемых ионов или контроль адекватности полученных результатов разделения зарегистрированных кривых ионного тока. Кроме этого в данном случае возможно увеличение относительного содержания интересующих ионов, отличающихся от других «мешающих» ионов не только по m/z, но и по подвижностям. Ионы с совпадающими m/z, но с меньшей подвижностью сильнее сдвигаются потоком газа и могут относительно быстро уходить из квадруполя через запирающую диафрагму (19)-(14) в масс-анализатор. Ионы с большей подвижностью будут сильнее раскручиваться резонансным вращающим полем, будут ближе подходить к стержням квадруполя (301), будут иметь большую эффективную температуру и соответственно большую вероятность гибели на стержнях, чем ионы с меньшей подвижностью, как это проиллюстрировано на Фиг.2 для распределений (203) и (204) вдоль оси квадруполя, что может быть перенесено и на радиальные распределения соответствующих ионов.
k
Как известно, сумма экспоненциальных кривых удовлетворяет конечно-разностному уравнению с постоянными коэффициентами или, другими словами, имеет место точный линейный прогноз последующих значений таких кривых по предыдущим, измеренным с некоторым (постоянным в данном случае) временным шагом. Определив коэффициенты такого прогноза, например, по методу наименьших квадратов, факторы затухания соответствующих экспонент могут быть определены нахождением корней характеристического полинома, как и для соответствующего дифференциального уравнения с постоянными коэффициентами. В этом случае может быть использована вычислительная процедура, описанная нами в [22], модифицированная блок-схема которой приведена на Фиг.7. Исходными данными для этой процедуры являются коэффициенты линейного прогноза и их число. Для определения этого числа в данном случае можно использовать естественное разделение наблюдаемых данных на частоте вращения исходных ионов. Это, во-первых, кривые, пропорциональные синусоидальному сигналу от самого вращающего напряжения, и кривые, сдвинутые по фазе от этого сигнала на π/2, которые обусловлены только вращающимися ионами. Во-вторых, это могут быть данные, снятые для различных пар соответственных электродов, например, (312)-(315) и (313)-(314). Вычислением Фурье-коэффициентов для этих двух синусоид (косинус- и синус-преобразования) для некоторой совокупности временных интервалов получаем массивы данных для прогноза. Последовательно увеличивая число коэффициентов такого прогноза, находим их по первому массиву, требуя минимума ошибки прогноза. Используя найденные коэффициенты, находим ошибку прогноза по второму массиву. Оставляем такое число коэффициентов прогноза N, которое обеспечивает минимум такой ошибки. Находим N уточненных коэффициентов по обоим совокупностям Фурье-коэффициентов {C}, требуя минимум средней ошибки прогноза по обоим массивам или по всем доступным данным, если реализуется многоканальная регистрация.
Если записать условие точного прогноза для одной экспоненты exp(-t/τ) для равноотстоящих измерений с шагом Δt, то получится характеристическое уравнение, если ввести обозначение w=ехр(-Δt/τ):
Его корни (положительные числа, меньшие 1) равны факторам затухания всех экспонент, входящих в измеренные данные. Именно корни полинома с ограничениями находились с помощью процедуры, описанной нами в [22]. Процедура принимает во внимание погрешности измерения или вычисления коэффициентов полинома, сводя задачу к поиску минимума функций многих переменных, описывающую сумму квадратов расхождений этих коэффициентов с вычисленными их значениями через искомые корни. Для повышения точности нахождения такого минимума производится случайный выбор начальной точки спуска к минимуму, и полученные результаты поиска затем усредняются.
Можно, по-видимому, использовать стандартные процедуры нахождения корней полинома. Однако неточности в задании коэффициентов полинома могут привести к появлению корней, выходящих за допустимый диапазон, или даже комплексных. Как поступать в таких случаях, не совсем ясно. Лучше воспользоваться методом, где ограничения на искомые величины заложены с самого начала. При этом точность аппроксимации коэффициентов полинома через найденные корни при наличии оценок погрешности вычисления этих коэффициентов будет критерием адекватности полученных экспоненциальных факторов затухания.
ν
Зная эти факторы или характеристические времена затухания всех экспонент, входящих в сигнал, измеренный на частоте вращения ионов, близкой к резонансной, решением соответствующей системы нормальных уравнений можно найти вклады этих экспонент и найти сдвиги фаз по отношению к вращающему полю, сигнал от которого будет представлять незатухающую “экспоненту” с фактором «затухания», равным 1. Формула (415) позволяет по измеренному фазовому сдвигу φ (пересчитанному в сдвиг фаз между направлениями вращающего поля и средней линейной скорости ионов на данной частоте) определить характерное время релаксации скорости τ. Оно однозначно связывается с подвижностью ионов κ (416).
Если же резонансная частота ионов, гибнущих с некоторым найденным характерным временем, точно неизвестна, то можно проводить измерения одновременно для двух близких частот вращения. В этом случае, получив соответствующие сдвиги фаз, мы будем иметь два уравнения (415) с двумя неизвестными, из которых обе величины - резонансная частота и характерное время релаксации скорости данных ионов, могут быть найдены. Таким образом, если вращающиеся ионы значимо различаются по характерным временам их гибели, то их резонансные частоты и подвижности могут быть определены даже в случаях, когда соответствующие ионы не могут быть разрешены ни одним известным методом масс-анализа или разделения ионов по подвижности.
Еще одна возможность разделения сигналов от ионов с одним и тем же m/z, но различающихся по характеристическим временам их гибели или переноса из квадруполя в орто-ВПМС или в другой последующий масс-анализатор, получается на основе анализа всей совокупности многомерных данных, содержащих сигналы от этих ионов, в том числе масс-спектров ионов-продуктов, если они были при этом зарегистрированы. Регистрация наведенных сигналов на четырех парах введенных электродов (312)-(315), (313)-(314), (322)-(317) и (323)-(316) на двух частотах вращающих напряжений, используемых, как описано выше, для увода лишних ионов с данным m/z на стержни квадруполя после вычисления синус- и косинус-Фурье-преобразований дает шестнадцатимерную совокупность данных. Если число значимых типов ионов с данным m/z, описываемых различными экспонентами, не более 16, то в общем случае каждая из этих экспонент может быть получена как линейная комбинация этих данных, и на этом основан метод их выявления, который будет подробно описан ниже. При необходимости размерность данных может быть увеличена введением дополнительных вращающих полей. Их частоты должны быть сдвинуты относительно уже использованных частот. Измерение наведенных сигналов на каждой частоте увеличивает размерность данных на 8. При образовании ионов-продуктов столкновительно-индуцированной диссоциацией некоторые из этих дополнительных частот могут соответствовать и каким-то ионам-продуктам. Для нахождения этих частот может использоваться периодическое возбуждение свободных вращений ионов в заданном диапазоне частот и регистрация наведенных сигналов с их Фурье-преобразованием. При наличии ионов-продуктов сравнительно малых m/z эти ионы-продукты могут войти в область, близкую к газовой струе (5), и быть транспортированы в орто-ВПМС и зарегистрированы там. При совпадении периодичности этих измерений с измерениями наведенных сигналов и их Фурье-преобразованиями данные, полученные на орто-ВПМС, включаются в общую совокупность данных и могут быть проанализированы совместно.
rf
Ионы с избранными значениями m/z и подвижности, начиная с меньших значений, могут быть придвинуты к выходной диафрагме (14) действием газового потока (5) путем уменьшения противополя (13) или увеличения фокусирующего радиочастотного поля V. Внутри диафрагмы (14) может быть создано достаточно сильное поле, обеспечивающее образование ионов-фрагментов столкновительно-индуцированной диссоциации, которая в этом случае будет вызвана сильными в основном однократными столкновениями с атомами или молекулами газа. При вращении в квадруполе фрагментация ионов обусловлена разогревом ионов в результате многократных столкновений с атомами буферного газа, и эти оба фрагментарных масс-спектра могут нести взаимодополняющую информацию о структуре изучаемых соединений. Интенсивности ионов-фрагментов, последовательно зарегистрированные во втором случае в орто-ВПМС или в другом масс-анализаторе с некоторым шагом по времени, представляют собой многомерную совокупность данных, которая может быть также проанализирована рассматриваемым методом.
1
2
1
2
Фиг.8 иллюстрирует идею такого анализа ионов. Здесь изображено изменение во времени t интенсивностей J трех гипотетических пиков масс-спектра накопленных ионов, входной поток которых остановлен. Один из этих пиков (800) с минимальным m/z, изображенный толстыми линиями, затухает относительно медленно по экспоненте (801) с характеристическим временем τ. Другой - (803) с максимальным m/z, показанный тонкими линиями, экспоненциально исчезает значительно быстрее (804) с характеристическим временем τ. Средний пик (805) является суммой двух первых пиков и составлен соответственно из двух линий - толстой и тонкой. Эти три пика соответствуют двум гипотетическим исходным ионам, исчезающим с характеристическими временами τ, и τ, дающим при фрагментации по два равновероятных иона-продукта, показанных толстыми и тонкими линиями соответственно. Эти три пика в последовательные равноотстоящие моменты времени с интервалом Δt (802) могут быть выражены друг через друга с помощью линейных выражений, которые в матричной форме выписаны в (806):
kl
В более общем случае следующие по времени интенсивности пиков масс-спектра записываются в виде произведения матрицы перехода A на вектор предыдущих интенсивностей - уравнение (807):
Здесь l нумерует измеряемые масс-спектральные пики (полное число - n), k - задает номер исходных ионов (не больше n), распадающихся с различными характеристическими временами и дающих ионы-продукты, интенсивности которых образуют линейно независимую систему векторов. Матричные элементы матрицы перехода могут быть вычислены по методу наименьших квадратов из условия наилучшего в среднеквадратичном выполнения равенства (807) для всех моментов измерения. Для этого число зарегистрированных масс-спектров (моментов измерения) должно быть не меньше числа пиков масс-спектра (n). Решением проблемы собственных значений (808) для матрицы перехода находятся собственные векторы  и собственные числа (809):
1
2
Собственные векторы описывают распределения интенсивностей ионов-продуктов для каждого исходного иона, которому соответствует собственное число (809), являющееся экспоненциальным фактором затухания числа этих ионов. Так, например, для матрицы перехода в выражении (806) векторы с компонентами (1, 1, 0) и (0, 1, 1) являются собственными с собственными числами, равными первому exp(-Δt/τ) и второму exp(-Δt/τ) экспоненциальным факторам затухания. После того, как найдены число исходных ионов и экспоненциальные факторы затухания или релаксации соответствующих сигналов, могут быть вычислены вклады масс-спектров ионов-продуктов от этих исходных ионов во всех зарегистрированных отсчетах исходного масс-спектра в последовательные равноотстоящие моменты времени решением соответствующих систем линейных алгебраических уравнений, исходя из требования минимума среднеквадратичной ошибки приближения. Таким образом могут быть получены масс-спектры для каждого исходного иона, как в случае их полного разделения перед измерениями.
-4
3
Полученные нами экспериментальные данные, показанные на Фиг.9 и Фиг.10, подтверждают формирование плотной газовой струи аргона вблизи оси квадруполя (38) и фокусировку достаточно интенсивного потока ионов аргона вокруг этой оси, способного вызвать стратификацию ионов больших масс. Данные были получены для интерфейса, отличающегося от показанного на Фиг.1 отсутствием запирающей диафрагмы (19)-(14), конструкцией входной диафрагмы (8)-(9), однослойной в этом случае, с диаметром входного отверстия 3 мм, и обращенным расположением электродов (17), которые были использованы для формирования рассеивающего поля на выходе из квадруполя (10). Капилляр (2) имел диаметр 0,215 мм и длину 18 мм. Давление аргона в смеси с 2% ксенона в камере (3) составляло около 32 Торр. Остаточное давление газа в камере квадруполя ~1,1·10 Торр. Поток газа из капилляра (2) был равен ~ 12,6 смТорр/сек. Данные были получены при отсутствии внутри квадруполя продольного электрического поля при движении подвижной щели (21) с шириной 1 мм. Шаг движения щели был 0,1 мм. Серии масс-спектров были зарегистрированы на орто-ВПМС, разработанном ранее нашей группой совместно с лабораторией Проф. Г.Вольника из Гиссенского университета, Германия.
36
40
36
2
2
На Фиг.9 квадратиками показаны зарегистрированные распределения ионных потоков для ксенона (901) (2% от аргона в потоке), изотопа аргона Ar (с долей ~0,3% от Ar) (903) и молекул азота N (902), основного «загрязнителя» используемого нами аргона. Непрерывные кривые - это результат частичной аппроксимации экспериментальных данных пробными функциями. Для легких ионов эти функции - результат свертки прямоугольной «аппаратной» функции щели и гауссовой кривой со стандартным отклонением 0,25 мм для Ar и 0,15 мм для N. Ширина аппаратной функции щели при этом оказалась в два раза меньше реальной ширины щели - 0,5 мм. Распределение ионов ксенона (901) аппроксимировано более сложной функцией. Это результат свертки той же прямоугольной функции щели с шириной 0,5 мм с кольцевым гуссовским распределением с центром, сдвинутым относительно центра круглого отверстия диаметром 2 мм перед подвижной щелью. Радиус кольцевого распределения - 0,65 мм, стандартное отклонение - 0,1 мм, сдвиг по координате движения щели - 0,24 мм и в перпендикулярном направлении - 0,11 мм. Радиус обрезания ионов перед щелью вместо 1 мм оказался равным 0,85 мм.
Двугорбовый вид распределения ионов ксенона, а также уменьшение эффективной ширины щели и радиуса коллимирующего отверстия перед щелью могут быть объяснены влиянием объемного заряда в основном ионов аргона, расталкивающего более тяжелые и слабее фокусирующиеся в квадруполе ионы ксенона и образующего отрицательные противозаряды на острых краях щели и коллимирующего отверстия. Проходя вблизи этих краев, положительные регистрируемые ионы испытывают достаточно большое отклонение от первоначальных траекторий и не попадают в дальнейшем в зону накопления времяпролетного масс-анализатора. Величина стандартного отклонения кольцевого распределения ионов ксенона (0,1 мм) приводит к оценке эффективной температуры ионов ксенона в 40К при использовании соотношений (107), (106) и (100). Эта оценка является подтверждением наличия достаточно плотного сверхзвукового потока газа вдоль оси квадруполя. Линейная плотность ионов аргона в конце квадруполя оказывается при этом около 100000 ионов/см, а радиус кольцевого распределения ионов ксенона в конце квадруполя - ~0,6 мм. Таким образом, увеличение радиуса этого распределения от 0,6 мм до 0,65 мм перед щелью (21) за счет влияния объемного заряда и дефокусирующего поля электродов после квадруполя оказалось менее 10%.
40
+
36
2
Наличие дополнительных пиков (904), справа от основных (901), (902) и (903), показанных отдельно на Фиг.10 (1001), по всей видимости, может быть приписано ионам внутри газовой струи (5), сдвинутой от оси квадруполя (38), как показано на Фиг.1 (39). Эти ионы, вероятно, получаются в результате перезарядки рассеивающихся ионов Ar после квадруполя на атомах ксенона Xe, Ar и молекулах азота N в струе (5). Эти три распределения не могут быть также приписаны ионам, образовавшимся до щели (21), т.к. даже если эффективная ширина этой щели около 0,5 мм (как в случае основных распределений этих же ионов (901), (902) и (903)), то наблюдаемые распределения (1001) должны быть заведомо шире, чем это есть на самом деле, поскольку стандартное отклонение аппаратной функции щели в этом случае будет около 0,15 мм, что весьма близко к стандартным отклонениям распределений (1001), но эти распределения достаточно далеки от прямоугольных функций, что было бы для очень узких распределений ионов перед щелью (21). Прохождение ионов, движущихся внутри струи газа, через щель (21) маловероятно также по причине наличия тормозящего электрического поля от электродов (17), которое ионы с кинетической энергией, близкой к тепловой, будет тормозить и с большой эффективностью не позволит им приблизиться к щели (21).
Возможный механизм образования и транспортировки ионов, образующих распределения (1001), проиллюстрирован на Фиг.11. Условно показаны исходные распределения ионов (1101) вне струи и распределения газа в струе (1102) перед подвижной щелью (21), острые кромки которой для сохранения нулевого потенциала щели при воздействии положительного объемного заряда ионов оказываются отрицательно заряженными. При движении в струе (5) атомы, например, ксенона (1103) вблизи верхней кромки щели (21) с исходным направлением, образующим небольшой отрицательный угол с направлением оси (1104) ионно-оптической системы, имеют шанс отклониться от своего начального направления (за счет поляризационного притяжения к заряженной кромке щели) так, чтобы двигаться вблизи оси (1104), получить заряд при перезарядке от иона аргона (1107) из распределения (1101), попасть внутрь приемной щели (1105) времяпролетного анализатора в виде иона (1108) и быть зарегистрированным там. Т.к. угол отклонения потока от оси (1104) около 0.0025 рад достаточно сообщить атому ксенона (с кинетической энергией ~0,12 эВ) энергию движения в ортогональном направлении около 1 µэВ, чтобы скомпенсировать этот угол. При существенном отклонении иона из струи от оси (1104) у него нет шансов попасть внутрь щели (1105) из-за относительно малой скорости такого иона (1106), совпадающей со скоростью газового потока. Его не пропустит электростатическая линза (1110)-(1111)-(1112) действием ее полей (1115), как это показано для иона ксенона (1109). В то же время ионы (1113) из распределения (1101), имеющие, как минимум, на порядок большую скорость (1114), чем скорость газового потока, могут быть сфокусированы линзой (1110)-(1111)-(1112) при значительных отклонениях от оси (1104), так что внутрь щели (1105) могут попасть все ионы из (1101), прошедшие через щель (21) без значительных отклонений от первоначального направления движения и сохранившие свой заряд в отличие от атома аргона (1116), получившегося из иона (1107), отдавшего свой заряд атому ксенона (1103).
В принципе нижняя кромка щели (21) при достаточном смещении щели вверх от показанного на Фиг.11 положения может дать некоторый вклад в поток регистрируемых ионов из газового потока (5). Однако, поскольку это должен быть результат диффузного отражения ионов от поверхности этой нижней кромки, и отраженные ионы должны пройти значительную часть пути внутри потока (5), прошедшего выше рассматриваемой кромки, что может привести к их потере для регистрации, то величина потока таких регистрируемых ионов должна быть малой. По-видимому, наличием таких ионов можно объяснить небольшое превышение регистрируемым сигналом правых хвостов аппроксимационных кривых для распределений (902) и (903).
36
+
36
+
Наблюдаемые распределения ионов (1001), таким образом, могут быть представлены как произведения распределений соответствующих атомов или молекул в потоке (5) на распределения вероятностей образования соответствующих ионов из них с направлением их движения, приводящим к прохождению через щель (1105). Если считать второе распределение независящим от плотности соответствующих ионов или исходных атомов и молекул в потоке (5) и пропорциональным такому же распределению для других ионов, образующихся по аналогичному механизму, то отношение наблюдаемых распределений таких ионов будет характеризовать сам поток и не зависеть от условий образования и транспортировки ионов. Имея в виду такую возможность, отношения распределений ионов ксенона к распределениям ионов азота и ионов Ar были вычислены и представлены справа на Фиг.10 (1002). Так как ионы Ar в отличие от ионов ксенона имеют возможность потерять свой заряд в результате резонансной перезарядки на атомах аргона, то соответствующее отношение (1002), показанное пунктиром, по всей видимости, интереса не представляет. В то же время отношение распределений ионов ксенона и азота (сплошная линия) демонстрирует качественную близость к гауссовой кривой со стандартным отклонением около 0,15 мм. Т.к. распределение ионов азота должно убывать при отклонении от оси потока, то полученное стандартное отклонение отношения распределений должно быть оценкой сверху стандартного отклонения распределения ионов ксенона. Образование гауссова распределения в принципе может быть как результатом свободно молекулярного расширения газа в струе (5), так и результатом диффузионного процесса. В первом случае стандартное отклонение такого распределения будет пропорционально среднеквадратичной скорости газа в направлении, перпендикулярном оси потока, во втором - корню квадратному из коэффициента диффузии. Отношение относительно узкого гауссова распределения к более широкому будет также гауссовым распределением. Для свободно-молекулярного расширения отношение распределения для ксенона к распределению для азота будет соответствовать распределению частиц с массой около 100 единиц, равной разности молекулярных масс ксенона и азота. В этом случае уширение такого газа, как аргон будет больше, чем ксенона, пропорционально корню квадратному из отношения атомных масс. В диффузионном случае главная часть уширения будет пропорциональна корню квадратному из отношения коэффициентов диффузии. Во обоих случаях это увеличение будет менее чем двукратным (коэффициенты дифузии аргона и ксенона в аргоне отличаются не более чем на 30%). Таким образом, можно считать, что величина 0,3 мм является оценкой сверху стандартного отклонения распределения плотности газа в потоке (5) в этих двух возможных случаях.