DE10158924A1 - Pulser für Flugzeitmassenspektrometer mit orthogonalem Ioneneinschuss - Google Patents

Abstract

Die Erfindung betrifft Konstruktion und Betrieb eines Schlitzblenden-Pulsers für ein Flugzeitmassenspektrometer mit orthogonalem Einschuss der zu untersuchenden Ionen. DOLLAR A Die Erfindung besteht darin, beim Übergang von der Befüllungsphase zur Beschleunigungsphase drei Blendenpotentiale zu schalten, um das Potential in der Achse des eingeschossenen Ionenstrahls konstant zu halten, in der Befüllungsphase jeden Durchgriff der Beschleunigungsfelder auszuschließen und in der Beschleunigungsphase durch eine Sauglinsenwirkung ein höchstes Massenauflösungsvermögen zu erhalten.

Description

• Die Erfindung betrifft Konstruktion und Betrieb eines Schlitzblenden-Pulsers für ein Flugzeitmassenspektrometer mit orthogonalem Einschuss der zu untersuchenden Ionen.
• Die Erfindung besteht darin, beim Übergang von der Befühlungsphase zur Beschleunigungsphase drei Blendenpotentiale zu schalten, um das Potential in der Achse des eingeschossenen Ionenstrahls konstant zu halten, in der Befüllungsphase jeden Durchgriff der Beschleunigungsfelder auszuschließen und in der Beschleunigungsphase durch eine Sauglinsenwirkung ein höchstes Massenauflösungsvermögen zu erhalten.
• Stand der Technik
• Die seit über 50 Jahren bekannten Flugzeitmassenspektrometer haben seit etwa zehn Jahren einen steilen Aufschwung erlebt. Einesteils können diese Geräte vorteilhaft für neue Ionsierungsarten eingesetzt werden, mit denen große Biomoleküle ionisiert werden können, andererseits hat die Entwicklung schneller Elektronik zur Digitalisierung des zeitlich schnellwechselnden Ionenstromes im Detektor den Bau hochauflösender Geräte möglich gemacht. So sind heute Analog-zu-Digital-Wandler mit acht bit Dynamik und einer Datenwandlungsrate von bis zu 4 Gigahertz erhältlich, für die Messung einzelner Ionen sind Zeit-zu-Digitalwert- Wandler mit Zeitauflösungen im Picosekundenbereich vorhanden.
• Flugzeitmassenspektrometer werden häufig durch TOF oder TOF-MS abgekürzt, von englisch "Time-Of-Flight Mass Spectrometer".
• Für die massenspektrometrische Messung der Masse großer Moleküle, wie sie insbesondere in der Biochemie vorkommen, eignet sich wegen beschränkter Massenbereiche anderer Massenspektrometer kein anderes Spektrometer besser als ein Flugzeitmassenspektrometer.
• Es haben sich zwei verschiedene Arten von Flugzeitmassenspektrometern entwickelt. Die erste Art umfasst Flugzeitmassenspektrometer für die Messung pulsförmig erzeugter Ionen, beispielsweise durch matrix-unterstützte Laserdesorption, abgekürzt MALDI, einer für die Ionisierung großer Moleküle geeigneten Ionisierungsmethode.
• Die zweite Art umfasst Flugzeitmassenspektrometer für den kontinuierlichen Einschuss eines Ionenstrahls, von dem dann ein Abschnitt quer zur Einschussrichtung in einem "Pulser" quer ausgepulst und als linear ausgedehntes Ionenbündel durch das Massenspektrometer fliegen gelassen wird. Es wird also ein bandförmiger Ionenstrahl erzeugt. Die zweite Art wird kurz als "Orthogonal-Flugzeitmassenspektrometer" (OTOF) bezeichnet; es wird hauptsächlich in Verbindung mit einer Ionisierung durch Elektrosprühen (ESI) verwendet. Dabei wird durch eine sehr hohe Zahl an Pulsvorgängen pro Zeiteinheit (bis zu 50000 Pulsungen pro Sekunde) eine hohe Zahl an Spektren mit jeweils geringen Anzahlen an Ionen erzeugt, um die Ionen des kontinuierlichen Ionenstrahls möglichst gut auszunutzen. Das Elektrosprühen ist ebenfalls für die Ionisierung großer Moleküle geeignet.
• Diese Orthogonal-Flugzeitmassenspektrometer haben gegenüber anderen, für kontinuierliche Ionenströme geeignete Massenspektrometer folgende Vorteile:
  
• 1. Sie haben einen sehr hohen Massenbereich, wenn er auch durch eine sehr hohe Pulsrate wieder eingeschränkt wird. Bei Pulsraten von 20 Kilohertz lassen sich aber immerhin Massenbereiche von etwa 5000 atomaren Masseneinheiten erzielen.
• 2. Sie können einem sehr schnell veränderlichen Substanzangebot, beispielsweise aus einem höchstauflösenden chromatographischen oder elektrophoretischen Separator, sehr schnell folgen, indem sie beispielsweise alle Zwanzigstel Sekunde ein aus jeweils Tausend Einzelspektren addiertes Summenspektrum abliefern. Sie können beispielsweise für elektrophoretische Trennungen von Substanzen auf einem Chip eingesetzt werden, was bisher mit keinem anderen Massenspektrometer möglich ist.
• 3. Vor allem sind diese Spektrometer selbst bei relativ kleiner Baugröße für eine hervorragende Genauigkeit der Massenbestimmung geeignet. Dieser Punkt ist besonders wichtig für die moderne molekulare Biochemie und ihre Anwendungsgebiete, verlangt aber auch eine hohe Anstrengung für die Konditionierung des Ionenstrahls, der in den Pulser eingeschossen wird, und für die Entwicklung eines guten Pulsers, der sehr gut aufgelöste Ionensignale mit sehr gut reproduzierbarer, möglichst symmetrischer Form liefert. Konstruktion und Betrieb dieses Pulsers sind Gegenstand dieser Erfindung.
• Der Pulser wird stets in zwei Phasen betrieben, die sich repetierend abwechseln: (1) die Befüllungsphase, in der ein fein geformter Ionenstrahl mit nur etwa einem Millimeter Durchmesser aus möglichst parallel fliegenden Ionen in den Pulserraum eindringt und ihn durchquert, bis der Pulserraum mit durchfliegenden Ionen des gewünschten Massenbereichs gerade gefüllt ist, und (2) die Beschleunigungsphase, in der die fliegenden Ionen quer ausgepulst und in die Driftstrecke des Massenspektrometers hinein beschleunigt werden. Die Potentiale müssen bei Beginn der Beschleunigungsphase sehr schnell, in wenigen Zehn Nanosekunden, umgeschaltet werden. Die ursprüngliche Flugrichtung der niederenergetischen Ionen im feinen Ionenstrahl wird hier als x-Richtung bezeichnet, die Ionen werden dann mit hoher Energie senkrecht dazu in y-Richtung ausgepulst. Die resultierende Flugrichtung hängt vom Verhältnis der kinetischen Energien in x- und y-Richtung ab: sie liegt nahe bei der y-Richtung, ist aber nicht vollkommen mit ihr identisch.
• Der Pulser ist im Prinzip sehr einfach aufgebaut: der Pulserraum, in den der parallele Ionenstrahl in x-Richtung eingeschossen wird, befindet sich zwischen einer Drückblende (pusher oder repeller) und einer Ziehblende (puller). Die Drückblende hat für gewöhnlich keine Aperturen. Die Ziehblende hat entweder ein Gitter oder eine feine Schlitzöffnung, durch die die Ionen in y-Richtung ausgepulst werden. Drück- und Ziehblende tragen dabei nur einen kleinen Teil der gesamten Beschleunigungsspannung, da sich hohe Spannungen nicht mit genügender Geschwindigkeit schalten lassen. An die Zieblende schließt sich eine Kompensationsblende an, die die Durchgriffe des Hauptbeschleunigungsfeldes in der Pulserraum hinein unterdrückt. Zwischen Ziehblende und der feldfreien Driftstrecke des Massenspektrometers wird durch mindestens eine weitere Blende das Hauptbeschleunigungsfeld aufgebaut, das den Hauptteil der Beschleunigung der Ionen bis zur Driftstrecke hin bewirkt. An den Blenden für das Hauptbeschleunigungsfeld liegt das Potential statisch an. Die Driftstrecke ist gewöhnlich feldfrei.
• Zur Erzielung eines hohen Auflösungsvermögens wird das Massenspektrometer gewöhnlich mit einem energiefokussierenden Reflektor ausgestattet, der den ausgepulsten Ionenstrahl zum Ionendetektor hin reflektiert und dabei Ionen gleicher Masse, jedoch leicht verschiedener Energie genau auf den Detektor zeitfokussiert.
• Für eine hohe Auflösung ist es besonders wichtig, die räumliche Ausdehnung der Ionen in y- Richtung innerhalb des in den Pulser eingeschossenen Ionenstrahls zu kompensieren, da die Ionen aus verschiedenen Orten des Ionenstrahl-Querschnitts verschieden lange Flugwege bis zum Detektor hin durchfliegen müssen.
• Diese räumliche Ausdehnung des Ionenstrahles im Pulserraum, also der endliche Querschnitt des Ionenstrahls aus parallel fliegenden Ionen, kann durch eine Fokussierung der Streuung der Startorte der Ionen nach Wiley und McLaren (Time-of-Flight Mass Spectrometer with Improved Resolution, Rev. Scient. Instr. 26, 1150, 1955) durch eine Potentialverteilung über die Startorte hinweg bei Beginn der Beschleunigung ausgeglichen werden. Die Ionen verschiedener Anfangsorte in y-Richtung starten dann auf verschiedenen Potentialen und erhalten somit nach Durchlaufen aller Beschleunigungsfelder leicht verschiedene kinetische Energien. Die Ionen, die auf Grund ihres Startortes eine längere Flugstrecke bis zum Ionendetektor zu durchlaufen haben, bekommen eine etwas höhere Energie und damit höhere Geschwindigkeit, die es ihnen ermöglicht, die Ionen mit kürzerer Flugstrecke an einem "Startortfokuspunkt" wieder einzuholen. In diesem Startortfokus kommen alle Ionen einer Masse, aber verschiedener Startorte, genau zur gleichen Zeit, aber mit leicht verschiedenen Geschwindigkeiten an.
• Dieser Startortfokuspunkt wird günstigerweise zwischen Pulser und Reflektor angeordnet. In diesem Punkt kommen Ionen einer Masse zeitgleich an, aber sie besitzen dabei leicht verschiedene kinetische Energien (und damit verschiedene Fluggeschwindigkeiten). Dieser Punkt kann also als eine virtuelle Ionenquelle angesehen werden, aus der Ionen einer Masse zeitgleich starten, aber mit verschiedenen Anfangsgeschwindigkeiten. Diese Ionen können nun durch den energiefokussierenden Reflektor so auf den Detektor fokussiert werden, dass Ionen einer Masse hier wieder exakt zeitgleich ankommen.
• Eine Streuung der Anfangsgeschwindigkeiten im Pulser kann ebenfalls ausgeglichen werden, wie schon durch Wiley und McLaren dargelegt, aber nur dann, wenn sich eine strenge lineare Korrelation zwischen Anfangsort (in x-Richtung) und Anfangsgeschwindigkeit (ebenfalls in x-Richtung) findet. Das ist beispielsweise dann der Fall, wenn die Ionen von einem Punkt aus leicht divergent in den Pulser eintreten. Eine Streuung der Anfangsgeschwindigkeiten, die nicht mit den Anfangsorten korreliert ist, lässt sich nicht ausgleichen und bewirkt eine Verschlechterung des Massenauflösungsvermögens. Hieraus resultiert die Forderung nach einer guten Strahlkonditionierung, wenn eine gute Massenauflösung erreicht werden soll.
• In kommerziell hergestellten Geräten wurde der Innenraum des Pulsers von dem statischen elektrischen Feld der Hauptbeschleunigungsstrecke bisher stets durch Gitter getrennt. Die Ionen werden dabei durch das Gitter ausgepulst. Der Durchgriff des Hauptbeschleunigungsfeldes durch das Gitter während der Befüllungsphase ist relativ gering und kann beherrscht werden.
• Gitter haben aber Nachteile, die nicht nur in ihrer eingeschränkten Transmission und in Kleinwinkelstreungen der Ionen durch die Potentialverzerrungen in den Gittermaschen bestehen. Es können insbesondere auch Streuionen durch mehrfach streifende Berührungen der Gitterdrähte oder gar durch oberflächeninduzierte Fragmentierung der Ionen erzeugt werden (SID = surface induced decomposition).
• Es sind aber auch Pulser mit schlitzförmigen Blenden in der Literatur beschrieben. Der nächstliegende Stand der Technik wird hier durch A. A. Makarov in der Schrift WO 01/11660 A1 (PCT/AU00/00922) wiedergegeben.
• Schlitze bieten neben ihren Vorteilen auch Probleme: durch den Schlitz greift in der Befüllungsphase das relativ starke, statisch anliegende Hauptbeschleunigungsfeld in den Pulserraum durch und stört die Befüllung. Der Strahl niederenergetischer Ionen wird durch den Felddurchgriff abgelenkt, läuft nicht mehr in der Achse des Pulserraums und kann sogar den Pulserraum verlassen. Des Weiteren wirkt diese Schlitzblende in der Beschleunigungsphase sehr stark fokussierend oder defokussierend in z-Richtung (senkrecht zur x- und zur y-Richtung definiert) auf die zu beschleunigenden Ionen ein, wenn hier während der Beschleunigung ein auch nur geringer Felddurchgriff herrscht, also das Beschleunigungsfeld auf beiden Seiten der Ziehblende nicht genau gleich ist und somit im Bereich des Schlitzes gekrümmte Äquipotentialflächen erzeugt werden.
• Die Patentschrift von A. A. Makarov ist darauf gerichtet, diese beiden Nachteile (a) des Durchgriffs des Hauptbeschleunigungsfeldes und (b) der Missfokussierung in der Beschleunigungsphase zu beseitigen. Makarov fügt zwischen der Ziehschlitzblende des Pulsers und den Schlitzblenden für die Erzeugung des Hauptbeschleunigungfeldes eine Schlitzblende ein, die hier als Kompensationsblende bezeichnet wird. In der Befüllungsphase wird deren Potential relativ zur Ziehblende so gewählt, dass der Durchgriff des Hauptbeschleunigungsfeldes durch Kompensationsblende und Ziehblende hindurch am Ort des feinen Ionenstrahls offenbar gerade kompensiert wird (Makarov spricht davon, das "Ausbluten" des Ionenstrahls aus dem Pulserraum zu verhindern). In der Beschleunigungsphase werden unerwünschte Fokussierungswirkungen der Ziehblende in z-Richtung dadurch ausschaltet, dass die Feldstärken im Pulserraum und im Zwischenraum zwischen Ziehblende und Kompensationsblende gerade etwa gleich groß gemacht werden. Es findet dann in der Beschleunigungsphase praktisch kein Durchgriff von Feldern statt; es werden somit keine gekrümmte Äquipotentialflächen erzeugt, die eine unerwünschte Fokussierung oder Defokussierung erzeugen könnten. Beim Durchtritt durch die Ziehblende sind die Ionen noch relativ niederenergetisch und reagieren scharf auf gekrümmte Äquipotentialflächen in diesem Bereich.
• Im Detail bildet Makarov den Abstand zwischen Ziehblende und Kompensationsblende genau so groß aus wie den Abstand zwischen Drückelektrode und Ziehblende. Makarov schaltet dabei zwei Potentiale, das der Drückelektrode und das der Kompensationsblende. Das Potential der Ziehblende lässt er ungeschaltet.
• In der Befüllungsphase schaltet Makarov die Drückblende auf das immer konstant bleibende Potential der Ziehblende, und das Potential der Kompensationsblende auf ein solches Potential. das im Pulserraum ein "ionenrückhaltendes Feld" erzeugt ("retarding field"), das von den Autoren dieser Anmeldung als Kompensation des Durchgriffs bezeichnet wird. In der Beschleunigungsphase schaltet Makarov das Potential an der Drückelektrode erklärtermaßen auf ein solch hohes ionenabstoßendes Potential, dass eine Startortverteilung der Ionen am Detektor kompensiert wird. Die Kompensationsblende schaltet er erklärtermaßen auf ein Potential, das keine Aufweitung des Strahls in der Driftstrecke des Spektrometers quer zu den Schlitzen erzeugt. Er stellt dazu eine nahezu homogene Beschleunigung durch die verschiedenen Beschleunigungsblenden hindurch ein, und benutzt nur eine der Blenden, um damit eine leichte z-Fokussierung (die Richtung quer zu den Schlitzen) zu verbessern. Es ist für den Fachmann ohne weiteres einleuchtend, dass eine Anordnung, bei dem der Querschnitt des Ionenstrahls durch ein nahezu homogenes Beschleunigungsfeld, das von der Drückelektrode bis zur feldfreien Driftstrecke reicht, ohne Aufweitung optimal bis in die Driftstrecke überführt wird.
• Eine genauere Analyse zeigt jedoch, dass Anordnung und Betrieb des Pulsers nach Makarov keine beste Massenauflösung des Ionenstrahls erzeugt.
• Das nach Makarov konstant gehaltene Potential an der Ziehblende bewirkt, dass das Potential in der Achse des eingeschossenen Ionenstrahls während des Schaltens angehoben wird. Der Ionenstrahl wird aber durch eine Ionenoptik eingeschossen, deren letzte Aperturblende sich auf dem Potential des Ionenstrahls befindet. Das Potential dieser Aperturblende, das nicht geschaltet wird, greift in das Potential im Pulserraum unsymmetrisch ein und verzerrt dieses Potential notwendigerweise. Es muss daher der Pulserraum räumlich sehr lang gewählt werden, mit langem Einlauf bis zum Beginn der Schlitzöffnung in der Ziehblende, um diesen Einfluss auszuschalten. Das gleiche gilt für das Ende des Pulserraums. Ein Betrieb, bei dem das Potential in der Achse des eingeschossenen Ionenstrahls nicht konstant bleibt, erfordert also einen sehr langen Pulserraum, der viel länger ist als die Schlitzlängen für das Auspulsen des Ionenstrahls. Ein langer Pulser aber erniedrigt notwendigerweise aus mehreren Gründen den Ausnutzungsgrad des kontinuierlichen Ionenstrahls aus der Ionenquelle.
• Aber auch bei einem räumlich langen Pulser, also ohne den störenden Einfluss der stirnseitigen Aperturblenden auf das Auflösungsvermögen, erzielt die Ausführung nach Makarov keine höchste Massenauflösung. Der Grund dafür scheint zu sein, dass die Schlitze in Blenden endlicher Dicke jeweils eine Feldverzerrung auch dann erzeugen, wenn das Feld auf beiden Seiten gleich ist. In der Praxis kann man Schlitzblenden kaum dünner als etwa 0,3 Millimeter herstellen, da die Anforderungen an die Ebenheit der Blenden außerordentlich hoch sind. Mit etwa einem Millimeter Schlitzweite wird dann im Schlitz durch die von beiden Seiten eindringenden Felder eine Linsenwirkung erzeugt, auch wenn die Felder auf beiden Seiten gleich stark sind. Es ist aber nicht die leichte Linsenwirkung, die das Auflösungsvermögen stört. In Simulationen kann man feststellen, dass die Randstrahlen, die nahe an den Schlitzkanten durch die Schlitze laufen, eine dramatisch andere Laufzeit besitzen, als die zentral durch die Schlitze laufenden Ionen. Die Laufzeitunterschiede betragen einige Nanosekunden, bei angestrebten Signalbreiten der Massenpeaks von nur etwa zwei bis drei Nanosekunden. (Die angestrebte Massengenauigkeit von einigen ppm (parts per million) erfordert die Feststellung der Signallage auf einige Picosekunden genau.)
Aufgabe der Erfindung
• Es ist die Aufgabe der Erfindung, eine gitterfreie Pulseranordnung und einen zugehörigen Pulserbetrieb für ein Flugzeitmassenspektrometer mit orthogonalem Einschuß zu finden, die ein Höchstmaß an Massenauflösung und Genauigkeit der Massenbestimmung ergeben.
• Kurze Beschreibung der Erfindung
• Die Erfindung besteht darin, im Gegensatz zu Makarov nicht nur zwei, sondern drei Potentiale gleichzeitig zu schalten, und zwar die Potentiale an Drück-, Zieh- und Kompensationsblende. Die Potentiale werden vorzugsweise so geschaltet, dass das Potential in der Achse des eingeschossenen Ionenstrahls zeitlich auf konstantem Niveau bleibt und die Einflüsse von Eintrittsblende und Austrittsblende im Pulserraum minimiert werden. Diese Einflüsse bilden, wenn Drück- und Ziehpotentiale nicht symmetrisch geschaltet werden, einen Hauptgrund für eine mangelnde Hochauflösung, zumindest dann, wenn der Pulserraum erträglich kurz gehalten werden muss. Mit modernen MOSFET-Transistoren ist das schnelle Schalten von Potentialen im Bereich bis zu etwa 1000 Volt vergleichweise preiswert, so dass ein weiterer Pulsgenerator preislich nicht ins Gewicht fällt.
• In der Befüllungsphase kompensiert das Potential an der Kompensationsblende den Durchgriff des Hauptbeschleunigungsfeldes, wie schon von Makarov vorgeschlagen. Die Kompensation des Felddurchgriffs in der Befüllungsphase geschieht durch ein Potential an der Kompensationsblende, das ein Feld zwischen Ziehblende und Kompensationsblende so erzeugt, dass dessen Felddurchgriff am Ort des Ionenstrahles den Durchgriff des starken Beschleunigungsfeldes durch Kompensationsblende und Ziehblende hindurch möglichst genau ausgleicht. Der Pulser ist normalerweise so konstruiert, dass der eingeschossene Ionenstrahl am anderen Ende des Pulsers durch eine feine Lochblende wieder austreten und auf einen Ionendetektor treffen kann. Die optimale Kompensation lässt sich dann, unter Ausschalten der Pulsvorgänge, durch eine Maximierung des durchtretenden Ionenstrahls leicht einstellen.
• In der Beschleunigungsphase wird aber im Gegensatz zu Makarov das Potential der Kompensationsblende so hoch gewählt, dass die Feldstärke im Kompensationsraum mindestens doppelt, vorzugsweise etwa dreifach so hoch ist wie im Pulserraum. Der Kompensationsraum ist der Raum zwischen Ziehblende und Kompensationsblende. Ferner wird die Kompensationsblende sehr nahe an die Ziehblende herangerückt, um die zu schaltende Potentialdifferenz an dieser Blende klein zu halten, geeignet für die MOSFET-Schalter.
• Durch die hohe Feldstärke im Kompensationsraum und den dadurch hervorgerufenen hohen Durchgriff des Feldes in den Pulserraum wird - für den Fachmann überraschend - eine wesentlich höhere Massenauflösung erreicht, als sie mit der Anordnung und dem Betrieb nach Makarov erreicht werden kann.
• Die Ionen, die über den etwa einen Millimeter betragenden Querschnitt des feinen Ionenstrahls verteilt sind, werden durch den starken Felddurchgriff stark fokussierend aus dem Pulserraum herausgezogen. Als Mittelebene des Pulsers wird hier die Ebene definiert, die durch die Mitten der Schlitze geht. Die z-Richtung steht senkrecht zur Mittelebene. Solche Ionen, die sich im eingeschossenen Ionenstrahl weit von der Mittelebene entfernt befinden, werden bei diesem Herauspulsen zur Mittelebene hin gezogen. Beim Ausgang aus dem Kompensationsraum findet dann, wenn die nachfolgenden Beschleunigungsfelder wie bevorzugt wieder schwächer sind, eine leichte Defokussierung in z-Richtung statt, die einen mittelebenennahen, praktisch fast parallelen Strahl erzeugt. (Der Winkel zur y-Richtung beträgt α = arcus tangens √(Ex/Ey), wenn E_x die kinetische Energie der Ionen im Primärstrahl in x-Richtung und E_y die Energie der Ionen nach Beschleunigung in y-Richtung ist).
• Es wird auf diese Weise sowohl in Simulationsexperimenten wie auch in der Praxis erreicht, dass die Ankunftszeiten aller sowohl in y-Richtung wie auch in z-Richtung über den Querschnitt des Ionenstrahls verteilten Ionen am Ort der "Startortfokussierung" nicht mehr wie bei der Makarovschen Betriebsart um einige Nanosekunden, sondern um weniger als 300 Picosekunden variieren.
• Neben einer hohen Massenauflösung von etwa R = m/Δm = 10000, die diese Anordnung bereits in relativ kleinen Tischgeräten mit nur 55 Zentimeter Länge zwischen Pulser und Reflektorende bietet, hat diese Anordnung weitere Vorteile. So kommt der Ionenstrahl, der ausgepulst wird, praktisch überhaupt nicht mit den Kanten der Schlitzblenden in Berührung. Es gibt weder Streuionen noch die Aufladungserscheinungen, von denen Makarov berichtet. (Δm ist die Breite des Massensignals in halber Maximalhöhe, m ist die Masse, beide gemessen in Masseneinheiten).
• Werden die Beschleunigungfelder in den weiteren Beschleunigungsstrecken praktisch gleich groß gehalten, finden dann in den weiteren Blenden des Beschleunigungsfeldes ebenfalls nur minimale Winkelfokussierungen in z-Richtung statt, bis der Ionenstrahl die letzte Blende zur feldfreien Driftstrecke erreicht. Hier ist eine sehr leichte Winkeldefokussierung unvermeidlich. Sie ist jedoch sehr schwach, da die Ionen hier bereits eine hohe Energie besitzen und somit sehr steif gegen Ablenkungen sind. Eine aus dieser Defokussierung resultierende Winkeldivergenz des Ionenstrahles in z-Richtung lässt sich allerdings kompensieren, wenn man an den Blenden der Beschleunigungstrecke durch leicht ungleiche Beschleunigungsfelder bewusst eine leichte Winkelvorfokussierung erzeugt. Praktisch kann man eines der Beschleunigungspotentiale für die Einstellung einer optimalen Winkelfokussierung des Strahles in z- Richtung benutzen.
Beschreibung der Abbildungen
• Abb. 1 gibt das Prinzip eines Flugzeitmassenspektrometers mit orthogonalem Einschuss und einem Reflektor wieder. Der Ionenstrahl (1) wird in x-Richtung in einen Pulser eingeschossen, der aus Drückblende (2), Ziehblende (3), Kompensationsblende (4) und weiteren Blenden (5) zum Aufspannen des Hauptbeschleunigungsfeldes besteht. Der ausgepulste Abschnitt des ursprünglichen Ionenstrahls (1) wird jetzt in einen bandförmigen Ionenstrahl (6) umgewandelt, der bei Verwendung von Schlitzblenden im Pulser auch einen Winkelfokus in z-Richtung besitzen kann. Der bandförmige Ionenstrahl (6) wird im Reflektor, der hier aus Schlitzblenden (7) besteht, reflektiert und fliegt als bandförmiger Ionenstrahl (8) zum Detektor (10). Der Detektor kann durch eine Schlitzblende (9) vor Streuionen geschützt werden.
• In Abb. 2 ist oben die Anordnung der Schlitzblenden des Pulsers nach dieser Erfindung wiedergegeben, und unten der Potentialverlauf im Pulser während der Befüllungsphase (gestrichelt) und während der Beschleunigungsphase (durchgezogen). Der Ionenstrahl (11) wird durch eine Öffnung in der stirnseitig angebrachten Einschussblende (18) in den Pulserraum zwischen Drückblende (12) und Ziehblende (13) eingeschossen. Der Abstand zwischen Ziehblende (13) und Kompensationsblende (14) ist erfindungsgemäß klein. Die Blenden (15), (16) und (17) tragen die statisch anliegenden Potentiale für das Hauptbeschleunigungsfeld. Die drei Potentialdifferenzen der Umschaltung sind im unteren Teil der Abb. 2 durch Pfeile gekennzeichnet. Während der Beschleunigungsphase ist das Feld zwischen Ziehblende (13) und Kompensationsblende (14) erfindungsgemäß sehr hoch.
• Abb. 3 gibt ein Spektrum wieder, das mit einem Orthogonalflugzeitmassenspektrometer mit einem Betrieb nach dieser Erfindung aufgenommen wurde. Das als Tischgerät ausgeführte Spektrometer hat nur eine Flugbahnlänge vom Pulser bis zum rückwärtigen Ende des Reflektors von 55 Zentimetern.
• Abb. 4 und 5 geben Ausschnitte aus diesem Spektrum wieder, die zwei Massensignale geringer Intensität im mittleren bis höheren Massenbereich zeigen. Die Massenauflösungen betragen hier etwa R = m/Δm = 10000, wobei m die Masse und Δm die Breite der Massensignale in halber Maximalhöhe sind. Die zeitliche Breite der Massensignale beträgt hier weniger als drei Nanosekunden.
Bevorzugte Ausführungsformen
• Eine bevorzugte Ausführungsform des Pulsers ist in Abb. 2 dargestellt. Ein feiner primärer Ionenstrahl (11), der die x-Richtung definiert, wird in den Pulserraum zwischen Drückblende (12) und Ziehblende (13) eingeschossen. Der feine Ionenstrahl kann beispielsweise aus einer Elektrosprüh-Ionenquelle stammen. Der Pulser besteht aus hier aus sechs Elektroden, der Drückblende (12) (auch Pusher oder Repeller genannt), der Ziehblende (13), der Kompensationsblende (14) und den Blenden (15), (16) und (17) für das Hauptbeschleunigungsfeld. Der Ionenstrahl (11) besteht aus Ionen niedriger kinetischer Energie von etwa 20 Elektronenvolt, die durch eine Öffnung in der Eintrittsblende (18) hindurch in den Zwischenraum zwischen Drückblende (12) und Ziehblende (13) eingeschossen werden; die Ionen fliegen somit relativ langsam, wobei die Geschwindigkeit massenabhängig ist. (Genauer ist die Geschwindigkeit abhängig vom Verhältnis der Masse zur Ladung m/z, jedoch wird hier aus Gründen der Einfachheit immer nur von der Masse m gesprochen). Während des Füllens des Pulsers mit Ionen befinden sich die beiden ersten Elektroden (Drückblende (12) und Ziehblende (13)) sowie auch die Einschussblende (18) für den Ionenstrahl und die nicht sichtbare Ausschussblende auf dem Potential des eingeschossenen Ionenstrahls, sie halten im Pulserraum im Prinzip einen feldfreien Betrieb aufrecht, der allerdings durch einen Durchgriff des Hauptbeschleunigungsfeldes leicht gestört werden kann. Das Hauptbeschleunigungsfeld wird zwischen der Kompensationsblende (14) und der letzten Schlitzblende (17) durch das Anlegen entsprechender Spannungen an die Schlitzblenden (15), (16) und (17) aufgebaut. Dieses Hauptbeschleunigungsfeld greift nun durch die Schlitze in der Kompensationsblende (14) und der Ziehblende (13) hindurch auf das Achsenpotential des Pulsers durch.
• Der Abstand zwischen Drückblende (12) und Ziehblende (13) wird möglichst gering gewählt, um mit niedrigen Spannungen auskommen zu können. Der Abstand beträgt beispielsweise nur drei Millimeter, bei einem Ionenstrahldurchmesser von etwa einem Millimeter. Die Kompensationsblende (14) folgt in einem Abstand von nur etwa 0,7 Millimeter. Die Blenden sind je etwa 0,3 Millimeter dick. Die Schlitze in diesen beiden Blenden sind vorzugsweise einen Millimeter weit, haben also eine Schlitzweite, die dem Durchmesser des Ionenstrahls im Pulserraum entspricht. Die weiteren Abstände der Blenden für das Hauptbeschleunigungsfeld betragen je drei Millimeter. Die Gesamtbeschleunigung beträgt beispielsweise etwa 8,5 Kilovolt, mit Differenzen von etwa einem Kilovolt zwischen Drück- und Ziehblende in der Beschleunigungsphase, weiteren 500 Volt zwischen Ziehblende und Kompensationsblende, und je 2,5 Kilovolt zwischen den Beschleunigungsblenden in der Beschleunigungsphase.
• In der Befüllungsphase liegt nun an der Kompensationsblende (14) eine Feldstärke des Hauptbeschleunigungsfeldes von etwa 700 Volt pro Millimeter an. Dieses Feld greift nun zunächst durch den einen Millimeter weiten Schlitz in der Kompensationsblende (14) durch und hält im 0,7 Millimeter entfernten Schlitz der Ziehblende (13) ein Feld von etwa 300 Volt pro Millimeter aufrecht. Dieses Feld greift durch den Schlitz der Ziehblende (13) hindurch und erzeugt am Ort des Ionenstrahls (11) eine Durchgriffsfeldstärke von etwa 50 Volt pro Millimeter. Diese Feldstärke würde den niederenergetischen Ionenstrahl (11) sofort stark ablenken, wenn sie nicht kompensiert werden würde. Legt man aber jetzt an die Kompensationsblende (14) eine Spannung von -200 Volt gegenüber der Ziehblende (13), so wird durch diese Spannung im Schlitz der Ziehblende (13) ein Feld von -300 Volt pro Millimeter erzeugt, und dieses Feld erzeugt am Ort des Ionenstrahles (11) ein Durchgriffsfeld von etwa -50 Volt pro Millimeter. Dieses Durchgriffsfeld kompensiert das Durchgriffsfeld des Hauptbeschleunigungsfeldes und hat eine sehr ähnliche Form, weil sie beide virtuell von der Schlitzblende her stammen.
• Es sind zwar bei genauer mathematischer Analyse die Formen der sich kompensierenden Felder am Ort des Ionenstrahles nicht exakt identisch, die Kompensation ist aber genügend gut. Die Einstellung der optimalen Spannung an der Kompensationsblende erfolgt sehr einfach wie oben geschildert durch ein Maximieren des durch den Pulserraums hindurchfliegenden und aus der Austrittsblende wieder austretenden Ionenstrahles, der in einem Detektor gemessen wird.
• Aus diesen Zahlen folgt eine besonders bevorzugte Betriebsart, jetzt auf positive Ionen bezogen, die negative Beschleunigungsspannungen erfordern:
  Es sei hier angenommen, dass sich eine Energie der eingeschossenen Ionen von 20 Elektronenvolt als optimal herausgestellt habe. Dann befindet sich während der Befüllungsphase das Achsenpotential des Pulsers auf -20 Volt. Die beiden benachbarten Elektroden, Drückelektrode und Ziehblende, befinden sich ebenfalls auf -20 Volt. Die Kompensationsblende befindet sich dann auf etwa +180 Volt, um den Durchgriff des Hauptbeschleunigungsfelds zu kompensieren. Diese Spannung wird durch die Maximierung des durchfliegenden Ionenstrahls optimal eingestellt. Die drei Beschleunigungsblenden befinden sich auf -2,520, -5,020 und -8,520 Kilovolt. Das Feld, das sich zwischen +180 Volt und -2,520 Volt an drei Millimeter Abstand zwischen Ziehblende und Kompensationsblende ausbildet, ist das durchgreifende Hauptbeschleunigungsfeld von ungefähr 700 Volt pro Millimeter.
• Zum Einschalten der Beschleunigungsphase müssen nun erfindungsgemäß drei Potentiale gleichzeitig umgeschaltet werden: Die Drückelektrode auf +430 Volt, die Ziehblende auf -470 Volt, und die Kompensationsblende auf -920 Volt. Die Achse des Pulsers befindet sich dann nach wie vor auf -20 Volt. Das Feld im Pulserraum wird durch die stirnseitigen Eintritts- und Austrittsblenden, die sich ebenfalls auf -20 Volt befinden, nur minimal gestört. Das Feld im Kompensationsraum zwischen Ziehblende und Kompensationsblende ist jetzt dreimal so groß wie das Feld im Pulserraum zwischen Drückblende und Ziehblende. Dieses starke Feld bewirkt die praktisch völlige Ausschaltung der Laufzeitunterschiede für Ionen einer Masse bis zum Startortfokus.
• Unter "gleichzeitigem Umschalten" soll hier nicht eine strenge Gleichzeitigkeit verstanden werden, vielmehr können leichte Unterschiede der Schaltzeitpunkte, wie sie beispielsweise durch elektrische Laufunterschiede von Pulsen gegeben sind, zugelassen werden. Insbesondere für die Kompensationsblende kann sogar ein Schaltzeitunterschied von bis zu einigen Nanosekunden zugelassen werden, wobei sogar erwartet werden kann, dass sich ein leichter Zeitunterschied günstig auf das Massenauflösungsvermögen auswirkt.
• Die Feldstärke im Pulserraum wird durch die Startortfokussierungsbedingungen nach Wiley und McLaren bestimmt, die hier einzustellende Fokuslänge bis zum Startortfokus richtet sich nach der Geometrie des Flugzeitspektrometers. Von der Feldstärke im Pulserraum hängen dann wiederum alle anderen Feldstärken des Pulsers und damit die Potentiale an den Blenden ab.
• Möchte man die leichte Defokussierung beim Übergang in die feldfreie Driftstrecke kompensieren und einen möglichst guten Parallelstrahl erzeugen, so kann man die Spannung an der dritten Blende leicht verdrehen, so dass hier eine leichte Fokussierung eintritt. Für gitterfreie Reflektoren kann ein Winkelfokus, zusätzlich zum Startortfokus, vorteilhaft sein.
• Die Ionen, die den Pulser verlassen haben, bilden jetzt ein breites Band, wobei sich Ionen einer Sorte jeweils in einer Front befinden. Leichte Ionen fliegen schneller, schwere langsamer, jedoch alle in gleicher Richtung. Die feldfreie Flugstrecke muß ganz vom Beschleunigungspotential umgeben sein, um die Ionen in ihrem Flug nicht zu stören.
• Die Fokuslänge bis zum Startortfokus kann weitgehend frei gewählt werden. Es ist jedoch günstig, diesen Startortfokus zwischen Pulserausgang und Reflektoreingang zu legen, und diesen Startortfokus durch den energiefokussierenden Reflektor in Bezug auf die Energie der Teilchen auf den Detektor zu fokussieren. Wird beipielsweise ein einstufiger Reflektor verwendet, dessen Länge seine Energiefokuslänge bestimmt, so kann ein solcher Reflektor dadurch relativ kurz gewählt werden, dass dieser Startortfokus nahe an den Reflektor herangerückt wird. Durch eine weite Strecke bis zum Startortfokus wird auch die Feldstärke im Pulserraum verringert. Damit werden die zu schaltenden Potentiale niedriger, günstig für die Elektronik.
• Als Reflektor können sowohl gitterlose Reflektoren mit Schlitzen, wie auch gitterbewehrte Reflektoren verwendet werden. Bei Benutzung gitterbewehrter Reflektoren ist es günstig, einstufige Reflektoren zu verwenden, da dann nur zwei Gitterdurchtritte des Ionenstrahls notwendig werden. Bei gitterlosen Reflektoren ist eine zweistufige Form günstiger, da diese eine Winkelfokussierung in z-Richtung ergibt, während eine einstufige Ausführung stets in z- Richtung defokussiert. Gitterfreie Formen verlangen aber ausnehmend aufwendige Justierarbeiten.
• Als Detektor werden für gewöhnlich Sekundärelektronenvervielfacher in Form doppelter Mikrokanalplatten verwendet. Der Fachmann auf diesem Gebiet versteht es, aus den angebotenen Typen so auszuwählen, dass eine möglichst geringe zeitliche Verschmierung des Massensignals auftritt.
• Haben die schwersten Ionen des interessierenden Massenbereichs den Pulser verlassen, so werden die Elektroden wieder auf die Spannungen der Befüllungsphase zurückgeschaltet, die Füllung des Pulsers aus dem kontinuierlich fortschreitenden Primärstrahl beginnt von Neuem.
• Sind auch die schwersten Ionen des untersuchten Massenbereichs am Detektor angekommen und gemessen, so ist auch der Pulser wieder gefüllt; der nächste Ionenabschnitt des Primärionenstrahls kann ausgepulst werden. Je nach Flugdauer der schwersten Ionen kann dieser Vorgang zwischen 10 000 und 50 000 mal pro Sekunde wiederholt werden. Die Spektren werden über eine vorgegebene Aufnahmezeit hinweg, beispielsweise eine Sekunde, aufaddiert. Bei einer so hohen Anzahl an Wiederholungen kann man eine Ionensorte auch dann messen, wenn sie nur in jeder 100sten oder 1000sten Füllung des Pulsers einmal auftritt. Natürlich kann man die rasche Spektrenfolge auch dazu benutzen, mit einer kürzeren Aufnahmezeit Ionen aus rasch veränderlichen Prozessen zu messen, oder aus scharf substanzseparierenden Verfahren, beispielsweise aus Kapillarelektrophorese oder Mikrosäulen-Flüssigkeitschromatographie.
• Mit den in dieser Erfindung angegebenen Grundzügen sollte es jedem Fachmann auf diesem Gebiet möglich sein, gitterlose Pulser für Flugzeitmassenspektrometer höchster Massenauflösung zu entwickeln. Da die Größe der Spektrometer und die Details der verwendeten Spannungen ausschließlich von der analytischen Aufgabe und anderen Randbedingungen abhängt, sind hier keine präzisen Maße für solche Spektrometer angegeben, also für Fluglängen, Schlitzbreiten und andere geometrische und elektrische Größen. Die hier zugrundeliegenden Auswahlprinzipien und die Methoden der mathematischen Behandlung sind aber dem Fachmann bekannt.

Claims (13)

1. Pulser für ein Flugzeitmassenspektrometer zum Auspulsen und Beschleunigen von Ionen eines feinen Ionenstrahles senkrecht zur bisherigen Flugrichtung durch gitterfreie Schlitzblenden in die Driftstrecke des Spektrometers hinein, wobei der Pulser aus einer Drückblende und mehreren dazu parallelen, mit parallel verlaufenden Schlitzen versehenen Blenden besteht, von denen die erste als Ziehblende und die zweite als Kompensationsblende zur Kompensation von Felddurchgriffen wirkt, dadurch gekennzeichnet, dass Drückblende, Ziehblende und Kompensationsblende je mit einem schaltbaren Spannungsgenerator versehen sind.

2. Pulser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass der Pulserraum zwischen Drückblende und Ziehblende beidseitig und von diesen Blenden isoliert durch Eintritts- und Austrittsblenden mit runden Öffnungen für den feinen Ionenstrahl abgeschlossen wird, wobei diese Blenden senkrecht zu den Schlitzen in den Schlitzblenden stehen.

3. Pulser nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, dass die Spannungsgeneratoren für die Drück- und Ziehblende in einem ersten Schaltzustand für eine Befüllung des Pulserraums mit Ionen genau die Spannung liefern, die an Ein- und Austrittsblende liegen, während die Spannungen eines zweiten Schaltzustands für die Auspulsung und Beschleunigung der Ionen jeweils einstellbar sind.

4. Pulser nach Anspruch 3, dadurch gekennzeichnet, dass die Spannungen der beiden Schaltzustände des Spannungsgenerators für die Kompensationsblende jeweils einstellbar sind.

5. Pulser nach einem der Ansprüche 1 bis 4, dadurch gekennzeichnet, dass der Abstand zwischen Ziehblende und Kompensationsblende weniger als die Hälfte des Abstandes zwischen Drückblende und Ziehblende beträgt.

6. Verfahren für das Auspulsen von Ionen eines feinen Ionenstrahles senkrecht zur bisherigen Flugrichtung in die Driftstrecke eines Flugzeitmassenspektrometers hinein, unter Benutzung einer Drückblende, einer Ziehschlitzblende und einer Kompensationsschlitzblende, dadurch gekennzeichnet, dass für das Auspulsen die Potentiale an der Drückblende, der Ziehblende und der Kompensationsblende gemeinsam umgeschaltet werden.

7. Verfahren nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, dass bei der Umschaltung das Potential in der Achse des feinen Ionenstrahls erhalten bleibt.

8. Verfahren nach Anspruch 6 oder 7, dadurch gekennzeichnet, dass der feine Ionenstrahl in der Mitte zwischen Drückblende und Ziehblende in den Pulserraum eingeschossen wird, und dass die Potentiale an Drückblende und Ziehblende gegenpolar und mit gleicher Potentialdifferenz geschaltet werden.

9. Verfahren nach Anspruch 6, 7 oder 8, dadurch gekennzeichnet, dass die Ionen nach Passieren des Schlitzes in der Kompensationsblende von einem Hauptbeschleunigungsfeld weiter beschleunigt werden, wobei das Hauptbeschleunigungsfeld durch eine oder mehrere weitere Schlitzblenden aufgespannt wird.

10. Verfahren nach Anspruch 9, dadurch gekennzeichnet, dass die Potentiale an den Schlitzblenden für das Aufspannen des Hauptbeschleunigungsfeldes statisch anliegen.

11. Verfahren nach Anspruch 10, dadurch gekennzeichnet, dass vor dem Umschalten an der Kompensationsblende ein Potential anliegt, das den Durchgriff des Hauptbeschleunigungsfeldes in den Pulserraum zwischen Drückblende und Ziehblende kompensiert.

12. Verfahren nach einem der Ansprüche 6 bis 11, dadurch gekennzeichnet, dass durch das Umschalten zwischen Ziehblende und Kompensationsblende ein Feld eingeschaltet wird, das mindestens doppelt so stark ist wie das Feld zwischen Drück- und Ziehblende.

13. Verfahren nach Anspruch 12, dadurch gekennzeichnet, dass das Potential der Kompensationsblende so eingestellt wird, dass ein maximales Auflösungsvermögen erreicht wird.