DE19547949C2 - Flugzeitmassenspektrometer - Google Patents

Description

Die Erfindung betrifft ein Flugzeitmassenspektrometer für die Analyse von Substanzen, die durch Laserdesorption, insbesondere durch matrixunterstützte Laserdesorption (MALDI), io­ nisiert werden.

Das übliche Vorgehen bei der Flugzeitmassenspektrometrie mit Ionisierung durch laserinduzierte Desorption besteht darin, den Probenträger mit Substanzmolekülen konstant auf eine Hoch­ spannung von 6 bis 30 Kilovolt zu legen, dem in einer Entfernung von etwa 10 bis 20 Milli­ metern eine Grundelektrode auf Erdpotential gegenüberliegt. Ein Lichtpuls von typischerweise etwa 4 Nanosekunden Dauer aus einem Laser, der auf die Probenoberfläche fokussiert wird, erzeugt Ionen der Substanzmoleküle, die die Oberfläche mit einer großen Streuung der Ge­ schwindigkeiten verlassen und sofort durch das elektrische Feld zur Grundelektrode hin be­ schleunigt werden. Jenseits der Grundelektrode befindet sich die feldfreie Driftstrecke des Flugzeitmassenspektrometers.

Für die Ionisierung von großen Substanzmolekülen durch matrixunterstützte Laserdesorption (MALDI) werden die großen Substanzmoleküle auf dem Probenträger in eine Schicht winziger Kristalle einer niedermolekularen Matrixsubstanz eingelagert. Der Laserlichtpuls verdampft in einem quasi-explosiven Prozess eine geringe Menge der Matrixsubstanz, wobei auch die gro­ ßen Substanzmoleküle in die zunächst winzige Dampfwolke überführt werden. Bei der Bildung der Dampfwolke wird ein geringer Teil der Moleküle, und zwar sowohl der Matrix- wie auch der großen Substanzmoleküle, ionisiert. Aber auch während der Ausdehnung der Dampfwolke findet durch weitere Ionen-Molekül-Reaktionen eine ständige Ionisierung der großen Sub­ stanzmoleküle auf Kosten der kleineren Matrixionen statt. Die ins Vakuum expandierende Dampfwolke beschleunigt durch ihre adiabatische Ausdehnung nicht nur die Moleküle und Ionen der Matrixsubstanz, sondern durch viskose Mitnahme auch die Moleküle und Ionen der Untersuchungssubstanz. Dehnt sich die Wolke im feldfreien Raum aus, so erreichen die Ionen mittlere Geschwindigkeiten von etwa 700 Metern pro Sekunde; die Geschwindigkeiten sind dabei weitgehend unabhängig von der Masse der Ionen, haben aber eine große Geschwin­ digkeitsstreuung, die von etwa 200 bis zu 2000 Metern pro Sekunde reicht. Es ist anzunehmen, dass auch die neutralen Moleküle diese Geschwindigkeiten besitzen.

Die große Streuung der Geschwindigkeiten bei beiden Arten der laserinduzierten Ionisierung beeinträchtigt und begrenzt die Massenauflösung der Flugzeitmassenspektrometer. Selbst bei Anwendung hoher Beschleunigungsspannungen, die die Streuung der Anfangsgeschwindig­ keiten relativ zur mittleren Geschwindigkeit gering werden lässt, ist die Auflösung linearer Flugzeitspektrometer auf Werte von etwa R = m/Δm = 600 beschränkt. Aber auch in Flug­ zeitmassenspektrometern mit energiefokussierenden Reflektoren ist das Auflösungsvermögen beschränkt, da sich hier der Geschwindigkeitsverteilung der Ionen auch noch eine Orts- und Zeitverteilung für die Entstehung der Ionen durch Ionen-Molekül-Reaktionen überlagert, und damit Verteilungen der Anfangspotentiale und Anfangszeiten, die mit den Reflektoren nicht beide gleichzeitig ausgeglichen werden können.

Das Grundprinzip für eine Verbesserung des Massenauflösungsvermögens unter diesen Ver­ hältnissen der Geschwindigkeitsstreuung ist schon seit über 40 Jahren bekannt. Die Methode ist mit ihren theoretischen Grundlagen und einer experimenteller Bestätigung in der Arbeit
W. C. Wiley and I. H. McLaren, "Time-of-Flight Mass Spectrometer with Improved Resolution", Rev. Scient. Instr. 26, (1955) 1150-1157
veröffentlicht worden. Die Methode wurde von ihren Autoren "time lag focusing" genannt. Sie wird in jüngster Zeit unter verschiedenen Namen (beispielsweise "delayed extraction") in wis­ senschaftlichen Arbeiten in bezug auf die MALDI-Ionisierung untersucht und auch bereits für kommerziell erhältliche Flugzeitmassenspektrometer angeboten.

Als Stand der Technik können jüngste Veröffentlichungen wie beispielsweise
R. S. Brown and J. J. Lennon, "Mass Resolution Improvement by Incorporation of Pulsed Ion Extraction in a Matrix-Assisted Laser Desorptionflonization Linear Time- of-Flight Mass Spectrometer", Anal. Chem., 67, (1995) 1998-2003
oder
R. M. Whittal and L. Li, "High-Resolution Matrix-Assisted Laser Desorption/Ionizati­ on in a Linear Time-of-Flight Mass Spectrometer", Anal. Chem., 67, (1995) 1950-1954
gelten.

Das Prinzip der Methode zur Verbesserung des Auflösungsvermögens ist einfach: Die Ionen der Wolke werden zunächst für eine kurze Zeit in einem feldfreien Raum ohne jede elektrische Beschleunigung fliegen gelassen. Die schnelleren Ionen entfernen sich dabei weiter von der Probenträgerelektrode als die langsamen, aus der Geschwindigkeitsverteilung der Ionen ergibt sich eine Ortsverteilung. Erst dann wird plötzlich die Beschleunigung der Ionen durch ein ho­ mogenes Beschleunigungsfeld, also einem Feld mit linear abfallendem Beschleunigungspotenti­ al. eingeschaltet. Die schnelleren Ionen befinden sich dann weiter von der Probenträger­ elektrode entfernt, somit auf einem etwas geringeren Anfangspotential für die Beschleunigung, das ihnen eine etwas geringere Endgeschwindigkeit für die Driftstrecke des Flugzeit­ spektrometers vermittelt als den zu Beginn langsameren Ionen. Bei richtiger Wahl der Zeitver­ zögerung ("time lag") für den Einsatz der Beschleunigung können die zu Beginn langsameren, aber nach Beschleunigung schnelleren Ionen die zu Beginn schnelleren, aber nach Beschleuni­ gung langsameren Ionen genau am Detektor wieder einholen. Es werden somit Ionen gleicher Masse am Ort des Detektors in bezug auf die Flugzeit in erster Ordnung fokussiert.

Dabei spielt es auch keine Rolle mehr, ob die Ionen während des Laserlichtpulses oder erst nach diesem Zeitpunkt in der sich ausdehnenden Wolke durch Ionen-Molekül-Reaktionen ge­ bildet werden, solange diese Bildung in der Zeit vor dem Einschalten des Beschleunigungspo­ tentials stattfindet. Da sich die Geschwindigkeit der Moleküle durch die Ionen-Molekül-Reak­ tionen praktisch nicht ändert, werden durch diese Methode auch solche Ionen fokussiert, die als anfänglich schnelle Neutralmoleküle losflogen, und erst später, aber noch vor Einsetzen der elektrischen Beschleunigung, ionisiert wurden.

Flugzeitmassenspektrometer werden aus Gründen guter Zeitauflösung mit sehr hohen Be­ schleunigungsspannungen bis zu etwa 30 Kilovolt betrieben. Die Schaltung so hoher Spannun­ gen in extrem kurzen Zeiten von wenigen Nanosekunden ist auch heute noch fast unerreichbar und mit hohen Kosten verbunden. Es ist aber bereits von den Autoren der Arbeit aus dem Jah­ re 1955 gezeigt worden, dass nicht die volle Beschleunigungsspannung geschaltet werden muss, sondern dass man mit dem Schalten einer Teilspannung auskommt, wenn man in die Beschleunigungsstrecke eine Zwischenelektrode einbaut. Es braucht dann nur der Raum zwi­ schen Probenträgerelektrode und Zwischenelektrode zunächst feldfrei sein und nach Zeitver­ zögerung in ein Beschleunigungsfeld umgeschaltet werden. Auch die Autoren der jüngsten Veröffentlichungen arbeiten mit Zwischenelektroden.

Zum Einschalten des Beschleunigungsfeldes kann man entweder das Potential der Probenträ­ gerelektrode oder das Potential der Zwischenelektrode umschalten. Die Autoren der beiden jüngeren Arbeiten schalten das Potential der Probenträgerelektrode. Der Schalthub ist, wie leicht einsichtig, von der Entfernung der Zwischenelektrode vom Probenträger abhängig, da für dasselbe Beschleunigungsfeld die Spannungsdifferenz umso kleiner wird, je geringer der Elekt­ rodenabstand ist.

Unter "hohem" Potential, oder unter "Hochspannung", soll hier immer ein Potential verstanden werden, das die Ionen abstößt und so beschleunigt. Es kann sich um ein positives Potential handeln, wenn es sich um positive Ionen handelt, oder um ein negatives Potential bei negativen Ionen.

Da das schnelle Schalten der Spannung technisch umso leichter zu bewerkstelligen ist und um­ so preiswerter wird, je geringer der Spannungshub wird, ist es vorteilhaft, die Zwischenelekt­ rode möglichst nahe vor der Probenträgerelektrode anzubringen. Es gibt jedoch auch eine un­ tere Grenze für diesen Abstand, die dadurch vorgegeben ist, dass sich die schnellsten Ionen während der Zeitverzögerung stets im feldfreien Raum aufhalten müssen. Da die schnellsten Ionen aber nur Geschwindigkeiten von etwa 2000 Meter pro Sekunde haben und die maximale Zeitverzögerung in der Literatur mit etwa einer Mikrosekunde angegeben ist, beträgt die ma­ ximale Flugstrecke der schnellsten Ionen in der feldfreien Verzögerungszeit nur etwa zwei Mil­ limeter. In der Praxis wählt man einen Abstand der Zwischenelektrode von der Probenträger­ elektrode von etwa 2 bis 4 Millimetern.

Eine Zwischenelektrode in so engem Abstand zum Probenträger behindert aber nun den Zutritt des fokussierten Laserlichtstrahls. Da es außerdem wünschenswert ist, wie bereits in kommer­ ziellen Massenspektrometern angeboten, die Probe während der Analyse über eine Mikroskop­ optik mit Hilfe einer Fernsehkamera zu beobachten, werden auch der Zutritt eines Lichtstrahls für die Beleuchtung und die freie Sicht auf die Probe behindert.

Als Stand der Technik für diese Methode hat sich daher die Verwendung eines sehr großflä­ chigen, gut transparenten, metallischen Maschengitters als Zwischenelektrode eingeführt, mit einem Abstand von etwa 3 Millimetern von der Probenträgerelektrode. Das Maschengitter erzeugt ein sehr gut homogenes Beschleunigungsfeld vor der Probenträgerelektrode. Das großflächige Maschengitter erlaubt auch den Durchtritt von Laserlichtpuls und Beleuchtungs­ licht. Auch die mikroskopische Beobachtung geschieht durch das Maschengitter hindurch, (siehe beispielsweise Fig. 1 der Arbeit von Brown und Lennon).

Diese Anordnung hat jedoch Nachteile. Der Laserlichtpuls löst am Maschengitter Elektronen aus, deren Beschleunigung über Stöße mit dem Restgas zu störenden Ionen führt. Die Beo­ bachtung erfährt durch einen "Gardineneffekt" eine deutliche Beeinträchtigung des Kon­ trasts, der bei dieser Art der Probenbeobachtung sowieso schon nicht sehr hoch ist. Das Ma­ schengitter kann zwar mit guter Transparenz hergestellt werden, hält aber selbst dann einen Teil der Ionen zurück. Bei mehreren Gittern potenzieren sich die Verluste. Selbst bei hoch­ transparenten Gittern mit 80% Transparenz bleiben bei zwei Gittern nur noch 2/3 der Ionen übrig. Am Gitter der Zwischenelektrode werden Sekundärionen ausgelöst, die im Feld zwi­ schen Zwischenelektrode und Grundelektrode beschleunigt werden und einen Streuuntergrund bilden. Außerdem ergeben sich durch die inhomogenen Felder in den Gittermaschen Kleinwin­ kelstreuungen für die Ionen, die zu einer diffusen, nicht mehr durch Linsen korrigierbaren Strahlerweiterung führen.

Diese Aufgabe wird mit den im Anspruch 1 angegebenen Merkmalen gelöst.

Bis heute sind viele Fachleute der Flugzeitmassenspektrometrie, auch in den Entwicklungsab­ teilungen der Hersteller, noch skeptisch in bezug auf die Einführung gitterloser Reflektoren für die Geschwindigkeitsfokussierung von Ionen, obwohl sich letztere längs in Theorie und Praxis bewährt haben. Es widerspricht in der Tat der Intuition, dass Randionenstrahlen, die nicht die gleiche Potentialverteilung durchlaufen, wieder genau zeitlich fokussiert werden und dabei, zusätzlich zu einer vorteilhaften räumlichen Fokussierung, auch noch die Eigenschaft der Ge­ schwindigkeitsfokussierung behalten. Die bekannten Programme zur Berechnung von Ionen­ bahnen in beliebigen Potentialverteilungen enthalten keine Berechnungen, insbesondere aber keine irgendwie gearteten Darstellungen für die zeitliche Fokussierung von Ionen gleicher Masse, immer werden nur die räumlichen Bahnen und die räumlichen Fokuspunkte wiederge­ geben.

Das gleiche gilt im Prinzip für gitterlose Ionenquellenoptiken, die für die Flugzeitmassen­ spektrometrie eingesetzt werden sollen. Auch hier greifen Fachleute in der Regel sofort zu parallelen Gittern, die ja auch tatsächlich allein wirklich homogene Felder aufzubauen in der Lage sind. Viele Fachleute glauben bis heute nicht, dass eine gitterlose Optik mit ihren inho­ mogenen Feldern die gleichen guten, ja noch bessere Eigenschaften haben kann als eine Optik aus ebenen Gittern. Alle Autoren der oben zitierten Arbeiten benutzen Gitteroptiken, lediglich in der zitierten Arbeit von Whittal et al. werden für die Zwischenelektroden gitterlose Öffnun­ gen verwendet. Die kritische Grundelektrode, die zwischen Beschleunigungsfeld und feldfreier Driftstrecke angeordnet ist, enthält auch dort ein Gitter.

Das Bestreben nach einer guten Massenauflösung hat seinen Sinn nicht nur darin, zu einer gu­ ten Massenbestimmung zu gelangen oder über das sichtbar aufgelöste Isotopenmuster zu Aus­ sagen über das Vorhandensein isotopencharakteristischer Heteroatome zu kommen. Es ergibt eine gute Massenauflösung immer auch gleichzeitig ein verbessertes Signal-zu-Rausch- Verhältnis. Damit wird die Untersuchungsmethode empfindlicher und es können geringere Substanzmengen untersucht werden.

Es ist die Aufgabe der Erfindung, ein Flugzeitmassenspektrometer mit Verbessertem Auflö­ sungsvermögen und erhöhter Empfindlichkeit zu schaffen.

Es ist immer noch für den Fachmann überraschend, dass man mit einer gitterlosen Optik für Zwischenelektrode und Grundelektrode trotz eines großen Öffnungwinkels dieser Optik die Methode der Verbesserung der Massenauflösung durch Verzögerung der Beschleunigung mit überragendem Erfolg verwirklichen kann. Mit einer runden Öffnung von einem Millimeter Durchmesser bei nur 3 Millimeter Abstand lassen sich in einem linearen Flugzeitmassen­ spektrometer von nur 1,6 Metern Länge Massenauflösungsvermögen in der Größenordnung von m/Δm_b = R_b = 6000 erreichen. Das sind Werte, die die zehnfache Auflösung normaler, linearer Flugzeitmassenspektrometer darstellen und diejenigen von Gitteroptiken noch über­ treffen. Das Auflösungsvermögen R_b bezieht sich dabei in üblicher Weise auf die Linienbreite Δm_b, gemessen in halber Höhe des Maximums (FWHM = full width at half maximum).

Diese Aperturen in Zwischenelektrode und Grundelektrode wirken allerdings als Linsen, in der Regel als Zerstreungslinsen, und deren Wirkung muss durch eine zusätzliche Sammellinse kompensiert werden. Als solche Sammellinse wird eine Einzellinse verwendet werden, die in einigen kommerziellen Massenspektrometern bereits standardmäßig vorhanden ist. Auch in der Arbeit von A. Duckworth, J. Smalley, R. S. Adrain and B. A. Tozer, "Analysis of laser-ablated solid samples using a small time of flight mass spectrometer", Meas. Sci. Technol. 3 (1992) 596-602 wird bereits eine Einzellinse benutzt, deren Wirksamkeit aber durch die Verwendung von Gittern mit ihren Kleinwinkelstreuungen wieder zunichte gemacht wird.

Die Erfindung besteht also in der Benutzung einer Desorptions-Ionenquelle mit Zwischenelek­ trode, wobei in der Zwischenelektrode und in der Grundelektrode gitterlose Öffnungen für den Durchtritt der Ionen vorhanden sind, und aus einer Kompensation der durch die Öffnungen entstehenden Strahldivergenz durch eine Linsenanordnung im feldfreien Raum nach der Grundelektrode. Es ist dabei offensichtlich, dass kreisrunde Aperturen in den Elektroden und Linsen besonders günstig sind.

Zum Einschalten des Beschleunigungsfeldes kann man entweder das Potential der Probenträ­ gerelektrode oder das Potential der Zwischenelektrode umschalten. Aus Gründen der elekt­ rischen Kapazität der Elektroden, die in der Regel für die Probenträgerelektrode sehr viel hö­ her ist als für die Zwischenelektrode, belässt man die Probenträgerelektrode kontinuierlich auf dem vollen Beschleunigungspotential, die Grundelektrode auf Erdpotential, und schaltet nur das Potential der Zwischenelektrode. Diese wird für die Zeit der Ionisierung durch den Laserlichtpuls auf das volle Beschleunigungspotential gelegt, und nach der Zeitver­ zögerung, die in der Praxis nur etwa 100 bis 300 Nanosekunden beträgt, durch plötzliches Schalten der Spannung um einen Schalthub von einigen Kilovolt abgesenkt.

Die Optimierung der Auflösung erfolgt normalerweise durch die Einstellung zweier Parameter: Der Verzögerungszeit für das Einschalten und der Beschleunigungsfeldstärke nach dem Ein­ schalten. Für die MALDI-Ionen, die ja alle etwa die gleiche mittlere Geschwindigkeit haben, kann die Auflösung aber nur für eine Ionenmasse optimiert werden, für Ionen anderer Massen liegt das Optimum an anderer Stelle.

Vom Prinzip her kann man auch das Feld vor dem Schalten verändern. Es herrscht dann vor dem Schalten nicht mehr völlige Feldfreiheit in dem Raum vor dem Probenträger, sondern ein leichtes Beschleunigungs- oder Bremsfeld. Die Ionen werden also vor dem Einschalten der Beschleunigung schon durch ein leicht bremsendes oder leicht beschleunigendes Feld beein­ flusst. Durch ein solches schwaches Feld vor dem zeitverzögerten Einschalten der eigentlichen Beschleunigung kann man Effekte bewirken, die sich günstig auswirken. Beispielsweise lässt sich die ambipolare Beschleunigung durch die Elektronen unterdrücken, oder es lassen sich die leichten Matrixionen zurückdrängen und damit diskriminieren.

Die Methode zur Verbesserung der Massenauflösung durch verzögerte Beschleunigung kann aber nicht nur bei linearen Flugzeitmassenspektrometern eingesetzt werden. Auch bei Flugzeit­ massenspektrometern mit geschwindigkeitsfokussierenden Reflektoren ist eine Verbesserung mit der prinzipiell gleichen Methode möglich, allerdings unter vollständig anderen Betriebsbe­ dingungen.

Die Zwischenelektrode muss aber nicht unbedingt eben sein. Es kann vorteilhaft sein, die Zwi­ schenelektrode in Form eines Abstreifers auszubilden, der an seiner Spitze die Apertur zum Durchtritt der Ionen enthält. Eine solche Anordnung erlaubt sehr kleine Abstände der Zwi­ schenelektrode ohne Beeinträchtigung des Lichtzutritts. Aber auch eine radialsymmetrische Ausbuchtung, die von dem Probenträger weg gerichtet ist, kann Vorteile bringen. Dabei kann ein Lichtzutritt durch Wandöffnungen der Ausbuchtung verwirklicht werden, ohne dass diese Öffnungen das Potential dicht vor der Probenträgerelektrode verzerren.

Die Erfindung wird nunmehr anhand der Figuren näher erläutert.

Fig. 1 zeigt eine Ionenquelle mit ver­ zögerter Beschleunigung der Ionen:
1 = elektrisch leitender Probenträger auf Hochspannungspotential
2 = Zwischenelektrode mit geschaltetem Potential
3 = Grundelektrode auf Erdpotential
4, 6 = äußere Elektroden der Einzellinse, beide auf Erdpotential,
5 = mittlere Elektrode der Einzellinse, auf Linsenpotential,
7 = Fokussierungslinse für den Laserlichtpuls,
8 = Strahl des Laserlichtpulses,
9 = Probenauftrag auf dem Probenträger,
10 = gitterlose Öffnung in der Zwischenelektrode,
11 = gitterlose Öffnung in der Grundelektrode,
12 = Ionenstrahl, durch die Öffnungen defokussiert und durch die Linse fokussiert,
13 = Beobachtungsblickfeld,
14 = Beobachtungsspiegel,
15 = Beobachtungsobjektiv,
16 = Ionenstrahl im Flugrohr des Flugzeitmassenspektrometers.

Die Fig. 2a zeigt den Verlauf des Potentials vom Probenträger bis in die Flugstrecke hinein für die Zeit vor dem Schalten, also vom Zeitpunkt des Laserlichtpulses bis zum Einschalten des Beschleunigungspotentials.

Die Fig. 2b zeigt den Potentialverlauf nach dem Einschalten der Beschleunigungsspannung.

Fig. 3 zeigt die Zwischenelektrode mit der kleinen, zentralen Öffnung für den Ionenstrahl, und vier größeren, radialsymmetrisch angeordneten Öffnungen, die für Laserlichtpuls, Be­ leuchtungslicht, und Beobachtung verwendet werden können.

Die Fig. 4, 5 und 6 zeigen drei Spektrenaufnahmen von Substanzen mit sehr verschiedenen Molekülmassen, die auch verschiedene Massenauflösungen ergeben. Angiotensin II zeigt eine Auflösung von R = 2800, ACTH ergibt eine Massenauflösung von R = 3700, und Rinderinsulin ergibt eine Auflösung von R = 6000. Alle Spektren wurden mit einem linearen Flug­ zeitspektrometer mit einer Fluglänge von 1,6 Metern aufgenommen. Die Auflösungsvermögen entsprechen etwa dem 10-fachen dessen, was man ohne Erhöhung der Auflösung durch die zeitverzögerte Beschleunigung erreichen kann.

Eine besonders günstige Ausführungsform ist schematisch in Fig. 1 gezeigt. Die Probensub­ stanz 9 ist zusammen mit einer Matrixsubstanz in Form einer dünnen Kristallschicht auf der Oberfläche eines metallischen Probenträgers 1 aufgebracht. Der Probenträger kann durch eine Vakuumschleuse in das Vakuum des Massenspektrometers gebracht und dort automatisch mit der (nicht gezeigten) Zuführung der Hochspannung kontaktiert werden. Der Probenträger lässt sich durch eine (nicht gezeigte) Bewegungsvorrichtung parallel zu seiner Probenoberfläche verschieben, dadurch können mehrere Probenaufträge 9 nebeneinander aufgebracht und nach­ einander analysiert werden.

Die Ionenquelle besteht neben dem Probenträger 1 aus der Zwischenelektrode 2, deren Poten­ tial geschaltet wird, aus der Grundelektrode 3, die auf dem Potential des Flugrohrs liegt. Das (nicht gezeigte) Flugrohr umfasst die Flugstrecke des Flugzeitspektrome­ ters. Es liegt in der Regel auf Erdpotential. Zu Beginn der Flugstrecke, direkt hinter der Grundelektrode, ist eine Einzellinse angebracht, die aus Frontelektrode 4, Abschlußelektrode 6, beide auf dem Potential des Flugrohres, und aus der Mittelektrode 5 auf Linsenpotential besteht. Um die Linsenspannung für den gleichen Fokussierungseffekt kleiner zu halten, hat sich eine dickere Mittelektrode bewährt. Auch zwei Mittelelektroden auf gleichem Potential können verwendet werden. Ein komplexerer Aufbau der Einzellinse mit mehreren Potentialen, oder auch eine Anordnung aus mehreren Einzellinsen ist möglich, hat sich jedoch nicht als so vorteilhaft erwiesen, dass es den erhöhten Aufwand an Potentialversorgungen gerechtfertigt hätte.

Die Zwischenelektrode 2 hat eine gitterlose, zentrale, runde Öffnung 10, und die Grundelektrode 3 eine dazu zentrierte, runde Öffnung 11. Durch diese Öffnungen tritt der beschleunigte Ionenstrahl hindurch.

Es haben sich die folgenden Maße bewährt:
3 Millimeter Abstand zwischen Probenträger 1 und Zwischenelektrode 2;
1 Millimeter Durchmesser für die Öffnung 10 in der Zwischenelektrode 2;
12 Millimeter Abstand zwischen Zwischenelektrode und Grundelektrode;
2 Millimeter Durchmesser für die Öffnung 11 in der Grundelektrode 3;
8 Millimeter Abstand zwischen Grundelektrode und Linsenplatte 4;
je 4 Millimeter Abstand zwischen den Linsenplatte 4, 5 und 6;
je 5 Millimeter Durchmesser für die Öffnungen in den Linsenplatten 4, 5 und 6;
4 Millimeter Dicke der Linsenplatte 5.

Zu Beginn des Verfahrens befinden sich Probenträger 1 und Zwischenelektrode 2 beide auf dem hohen Beschleunigungspotential von etwa 30 Kilovolt. Die Grundplatte 3, und die beiden Linsenplatten 4 und 6 befinden sich auf Erdpotential. Die Mittelelektrode der Linse befindet sich auf dem vorher optimierten Linsenpotential von etwa 10 bis 15 Kilovolt. Der Potential­ verlauf ist in Fig. 2a gezeigt. Eine leichte Verbesserung des Verfahrens kann erzielt werden, wenn sich die Zwischenelektrode nicht exakt auf dem Hochspannungspotential des Probenträ­ gers befindet, sondern auf einem leicht von diesem verschiedenen Potential.

Die Probe wird nun durch einen kurzen Laserlichtpuls von etwa 4 Nanosekunden Dauer be­ strahlt. Der Laserlichtpuls wird durch die Linse 7 auf die Probenoberfläche fokussiert, so dass sich der Lichtstrahl 8 ergibt. Der Laserlichtpuls stammt aus einem (nicht gezeigten) Laser. Be­ sonders bewährt haben sich preiswerte Stickstofflaser, die Licht einer Wellenlänge von 337 Nanometer liefern. Eine günstige Dosierung liegt bei Werten etwas unter 50 Mikrojoule.

Wie oben bereits beschrieben, verdampft eine geringe Menge aus Matrix- und Probensubstanz, und bildet eine Wolke, die sich explosionsartig adiabatisch in das umgebende Vakuum aus­ dehnt. Einige Ionen der Probensubstanz entstehen während des Verdampfungsprozesses, ande­ re später in der Wolke durch Ionen-Molekül-Reaktionen, an denen die Ionen der Matrix betei­ ligt sind. Die Beschleunigung aller Moleküle wird wesentlich durch die adiabatische Ausdeh­ nung der Wolke erzeugt, die ganz überwiegend aus den Molekülen der Matrixsubstanz besteht. Die schwereren Moleküle und Ionen der Probensubstanz werden durch viskose Mitnahme in der Explosionswolke beschleunigt, daher haben alle Moleküle und Ionen etwa die gleiche Ge­ schwindigkeitsverteilung, die von etwa 200 bis zu 2000 Metern pro Sekunde reicht, und etwa bei 700 Metern pro Sekunde ihr Maximum hat. Das Plasma der Wolke ist zunächst neutral, da sowohl positive wie negative Ionen, aber auch einige Elektronen vorhanden sind. Da die Elekt­ ronen schnell aus dem Plasma entweichen, findet in den Randbezirken eine leichte ambipolare Beschleunigung der Randionen in dem Feld statt, das die entweichenden Elektronen zwischen sich und dem zurückbleibenden Plasma aufspannen. Dieser Effekt ist jedoch gering.

Der Prozess der adiabatischen Ausdehnung der Wolke dauert je nach Dichte der Wolke nur etwa 30 bis 100 Nanosekunden. Nach dieser Zeit verliert sich durch die Verdünnung der Wol­ ke jeder Kontakt zwischen den Molekülen, eine weitere Beschleunigung findet nicht mehr statt. Die Geschwindigkeitsverteilung ist damit eingefroren, und es finden auch keine Ionen-Mole­ kül-Reaktionen mehr statt.

Nach einer wählbaren Verzögerungszeit wird nun das Potential der Zwischenelektrode auf ein neues, wählbares Potential herabgeschaltet, wie es Fig. 2b zeigt. Wir benutzen eine Potential­ versorgung, die sich mit einer Verzögerung von 100 bis 300 Nanosekunden um einen Potenti­ alhub von bis zu 8 Kilovolt mit einer Schaltgeschwindigkeit von 8 Nanosekunden für das Po­ tential schalten lässt. Günstige Werte für die Erhöhung des Auflösungsvermögens liegen bei etwa 120 Nanosekunden Verzögerungszeit und 5 Kilovolt Schalthub.

Bis zum Einschalten der Beschleunigung sind die schnellen Ionen weiter von dem Probenträger weggeflogen als die langsamen. Sie befinden sich daher beim Einschalten der Beschleunigung auf einem niedrigeren Potential und bekommen nicht mehr die volle Beschleunigung durch die Hochspannung mit. Dieser Effekt führt, wie bereits oben geschildert, zu einer zeitlichen Fokus­ sierung von Ionen gleicher Masse in einer Fokusebene, deren Lage durch Verzögerungszeit und Beschleunigungsfeld eingestellt werden kann. Wird die Lage genau auf den Ionendetektor eingestellt, so kommen dort alle Ionen gleicher Masse trotz verschiedener Anfangsgeschwin­ digkeit durch die Wolke gleichzeitig an, es erhöht sich damit in erwünschter Weise die Mas­ senauflösung.

Wie oben bereits angemerkt, muss das Potential der Zwischenblende bei Erzeugung der Wolke nicht unbedingt genau auf dem Hochspannungsniveau des Probenträgers liegen. Es kann güns­ tiger sein, hier ein schwaches Feld zu haben. Durch leicht verschiedene Potentiale kann einer­ seits der Durchgriff des starken Feldes zwischen Zwischenelektrode und Grundelektrode durch die Öffnung der Zwischenelektrode hindurch minimiert werden, andererseits können aber durch kleine Felder im Raum zwischen Probenträger und Zwischenelektrode bestimmte er­ wünschte Wirkungen erzeugt werden. So kann die oben erwähnte ambipolare Beschleunigung durch die entweichenden Elektronen vermieden werden. Es können die leichten Ionen gegen­ über den schwereren durch Zurückdrängen diskriminiert werden. Beim Umschalten auf die Messung negativer Ionen hat es sich als günstig erwiesen, dieses schwache Feld neu zu opti­ mieren.

Es hat sich in kommerziell erhältlichen MALDI-Massenspektrometern inzwischen bewährt, die Probe auf dem Probenträger mikroskopisch betrachten zu können. Die Einrichtung dafür ist in Fig. 1 angedeutet. Sie besteht aus einer (nicht gezeigten) Videokamera und einem Mikro­ skop, von dem nur das Objektive 15 schematisch dargestellt ist. Ein Spiegel 14 lenkt die Beo­ bachtung auf die Probe. Das Beleuchtungslicht (nicht gezeigt) kommt von der Seite.

Für die Einstrahlung von Laserlichtpuls und Beleuchtungslicht, und für die Beobachtung sind in der Zwischenelektrode neben der zentralen Öffnung 10 für den Ionenstrahl noch weitere Öffnungen vorgesehen. Diese sind vierstrahlig radialsymmetrisch angeordnet und in Fig. 3 dargestellt. Je nach dem Winkel dieser Strahlen sind auch in der Grundplatte ähnliche Öffnun­ gen angeordnet. Es ist besonders günstig, zwei rechtwinklig zueinander angeordnete Öffnun­ gen für Beleuchtung und Beobachtung zu verwenden, um Spiegelungen des Lichtes an der Probenträgerplatte in das Mikroskop zu vermeiden und den Kontrast zu erhöhen.

Claims (3)

1. Flugzeitmassenspektrometer für die Analyse von Substanzen auf einem leitenden Proben­ träger, die durch einen Laserlichtpuls desorbiert und ionisiert werden, mit Erhöhung der Massenauflösung durch eine gegenüber dem Laserpuls zeitverzögert einsetzende Be­ schleunigung der Ionen im Raum zwischen Probenträger und einer mit einer gitterlosen Öffnung versehenen Zwischenelektrode, die sich zwischen Probenträger und einer geerde­ ten Grundelektrode befindet, dadurch gekennzeichnet, dass auch die Grundelektrode eine gitterlose Öffnung für den Durchtritt des Ionenstrahls besitzt und dass die Linsenwirkung der Öffnungen auf den Ionenstrahl durch eine elektro­ statische Einzellinse im feldfreien Raum jenseits der letzten Beschleunigungselektrode kompensiert wird.

2. Flugzeitmassenspektrometer nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass der Abstand vom Probenträger zur Zwischenelektrode (3 ± 1,5) Millimeter, der Ab­ stand zwischen der Zwischenelektrode und der Grundelektrode (12 ± 6) Millimeter, der Öffnungsdurchmesser in der Zwischenelektrode (1 ± 0,5) Millimeter und der Öffnungs­ durchmesser in der Grundelektrode (2 ± 1) Millimeter beträgt.

3. Flugzeitmassenspektrometer nach Anspruch 1 oder 2, dadurch gekennzeichnet, dass die Einzellinse einen Abstand von (8 ± 4) Millimeter zur Grundelektrode, Abstände von (4 ± 2) Millimeter zwischen den Linsenplatten und Durchmesser der Öffnungen von (5 ± 2,5) Millimeter besitzt.