DE69807119T2

DE69807119T2 - Grenzangeregte dissoziation in linear-quadrupol-massenspektrometer

Info

Publication number: DE69807119T2
Application number: DE69807119T
Authority: DE
Inventors: W. Hager
Original assignee: MDS Inc
Current assignee: Nordion Inc
Priority date: 1998-01-12
Filing date: 1998-05-28
Publication date: 2003-05-28
Anticipated expiration: 2018-05-29
Also published as: CA2316892A1; EP1048051A1; AU7633698A; EP1048051B1; US6015972A; DE69807119D1; WO1999035669A1

Description

GEBIET DER ERFINDUNG

Die vorliegende Erfindung betrifft die durch grenzenaktivierte Stöße induzierte Dissoziation in einem stabförmigen Hochdruck-Massenspektrometer.

HINTERGRUND DER ERFINDUNG

Ionenstrukturinformationen können anhand der Fragmentierung eines mehratomigen Ions nach einem energiereichen Stoß erhalten werden. Üblicherweise werden Dreifach- Quadrupol-Massenspektrometer dazu verwendet, solche Ionenstrukturinformationen durch MS/MS-Techniken zu erzeugen. Die zum Erhalt dieser Informationen notwendigen Grundinstrumente bestehen aus zwei Quadrupol-Massenspektrometern, die durch eine Stoßzelle voneinander getrennt sind (üblicherweise als Dreifach-Quadrupol bezeichnet, da die Stoßzellezelle auch einen Satz Quadrupolstäbe enthält). Das erste Massenspektrometer selektiert das erste Vorläuferion von Interesse aus, das dann mit spezifischer Energie in die unter Druck stehende Stoßzelle gelenkt wird. In der Stoßzelle erfolgt stoßinduzierte Dissoziation ("collision induced dissociation", CID), wodurch einige Produktionen entstehen. Die Masse/Ladung-Verhältnisse der Produktionen sowie jenes der Rest-Vorläuferionen werden mit dem zweiten auflösenden Massenspektrometer gemessen.
Nur-RF-Quadrupole wurden einige Zeit als effiziente Einschlussgeräte für Produktionen verwendet, die durch CID aktivierter Vorläuferionen erzeugt werden. Typischerweise erfolgt die Ionenaktivierung durch Betreiben des Nur-RF-Quadrupols bei Drücken von bis zu 10 mTorr (1 mTorr = 0,133 Pa) und durch Einleiten der Vorläuferionen bei Labor-Referenzrahmen-Energien von Dutzenden bis Hunderten Elektronenvolt. Diese Aktivierung ist wirkungsvoll (da die Stoßenergien ausreichen, um die Vorläuferionen leicht zu fragmentieren) und - in Verbindung mit den hohen Einschlusseigenschaften der Nur- RF-Stoßzelle - hohe CID-Produktausbeuten möglich sind.
Dreifach-Quadrupol-Massenspektrometer führen MS/MS-Scans auf einem kontinuierlichen Ionenstrahl in räumlich getrennten Segmenten des Instruments durch. Dies steht im Gegensatz zu Ionenfallen-Massenspektrometern, wo ein Ionenpuls in das Einschlussvolumen des Massenspektrometers eingeführt wird; ein Masse/Ladung-Verhältnis der Vorläuferionen wird ausgewählt und im Volumen isoliert, Stoßaktivierung wird induziert (üblicherweise durch Verwendung einer ergänzenden RF-Spannung), und dann wird die Produktionen-Analyse durchgeführt - alles innerhalb desselben Volumens, aber in zeitlicher Abfolge. Natürlich werden bei der Produktionen-Analyse die Produktionen nacheinander aus dem Gerät herausgescannt und dann herkömmlich detektiert. Die Ionenfalle ermöglicht auch zusätzliche Stufen der Fragmentierung und Produktionen- Identifikation und somit auch MSn-Experimente, die unter Einsatz herkömmlicher stabförmiger Dreifach-Quadrupol-Massenspektrometer derzeit nicht möglich sind. Wie erwähnt, sind im Gegensatz zu den räumlich getrennten Segmenten eines Dreifach- Quadrupol-Massenspektrometers die zur Erzeugung eines Produktionen-Spektrums in einer Ionenfalle führenden Schritte zeitlich und nicht räumlich getrennt.
Die Stoßaktivierung in einem Ionenfallen-Massenspektrometer ist anders als in einem Dreifach-Quadrupol-Massenspektrometer. In diesem wird das Vorläuferion von einer Region mit relativ niedrigem Druck des Instruments in eine Region mit viel höherem Druck beschleunigt, wo die ersten wenigen (energiegeladenen) Stöße Fragmentierung bewirken. Die Abkühlung beim Stoß reduziert die Energie dieser Stöße, so dass sie normalerweise keine Fragmentierung verursachen. Im Gegensatz dazu wird in einem Ionenfallen-Massenspektrometer das ausgewählte Vorläuferion üblicherweise mittels eines Resonanzprozesses (Resonanzanregung) aktiviert, der zu mehreren energiearmen Stößen führt. In diesem Fall erfolgt der Aktivierungsprozess stufenweise, da die Gegenwart des Puffergases (üblicherweise Helium) die Vorläuferionen daran hindert, zwischen Stößen hohe kinetische Energien zu erreichen. Somit sind mehrere niederenergetische Stöße (bei denen zwischen den Stößen durch Resonanzanregung Energie hinzukommt) notwendig, um die Schwellenenergie der Fragmentierung zu erreichen.
Eine Alternative zur Resonanzanregung für Stoßaktivierung in einer Ionenfalle ist die richtige Auswahl des "a"- und "q"-Werts der Vorläuferionen, so dass der Arbeitspunkt an eine Grenze des a-q-Stabilitätsdiagramms angenähert wird. An diesem Punkt nimmt die Amplitude der Ionenschwingungen in der Ionenfalle zu, und höhererenergetische Stöße des Ions mit dem Hintergrundgas werden hervorgerufen. Diese als "grenzenaktivierte Dissoziation" bezeichnete Technik gibt, wie sich herausstellte, ausreichend Energie an das Vorläuferion ab, um effiziente Fragmentierung zu unterstützen. Man geht davon aus, dass die grenzenaktivierte Dissoziation - wie die durch Resonanzanregung hervorgerufene Dissoziation - auch über einen stufenweisen Mechanismus erfolgt.

KURZE ZUSAMMENFASSUNG DER ERFINDUNG

Die vorliegende Erfindung umfasst ein Verfahren zur Erhöhung des Fragmentierungs- Wirkungsgrads mittels eines stabförmigen Hochdruck-Quadrupolgeräts unter Anwendung grenzenaktivierter Dissoziation. Die Erfindung bietet ein Verfahren zum Betrieb eines stabförmigen Massenspektrometers, umfassend: das Einleiten von Vorläuferionen in das Massenspektrometer, das Bereitstellen eines Stoßgases darin, um die mittlere freie Weglänge der Vorläuferionen zu begrenzen, und das Anlegen von RF- und auflösender Gleichspannung an das Massenspektrometer, um das Massenspektrometer nahe der "β = 0"-Grenze des Stabilitätsdiagramms für die Vorläuferionen zu betreiben, wodurch grenzenaktivierte Dissoziation zumindest einiger der Vorläuferionen herbeigeführt wird, um Fragmentionen zu erzeugen, sowie das Detektieren zumindest einiger der Fragmentionen.
Weitere Ziele und Vorteile der Erfindung ergeben sich aus der folgenden Beschreibung in Verbindung mit den beiliegenden Abbildungen.

KURZBESCHREIBUNG DER ABBILDUNGEN

Fig. 1 ist eine grafische Darstellung des bekannten Betriebsdiagramms eines Quadrupol- Massenspektrometers.
Fig. 2 ist eine schematische Ansicht einer herkömmlichen Vorrichtung, die zur Durchführung der Erfindung herangezogen werden kann.
Fig. 3 zeigt ein ohne auflösende Gleichspannung auf den Q0-Stäben erhaltenes Massenspektrum.
Fig. 4 zeigt ein Massenspektrum, das mit auflösender Gleichspannung erhalten wird, die an die Q0-Stäbe angelegt wird, um grenzenaktivierte Dissoziation zu erzeugen.
Fig. 5a zeigt ein mittels eines konventionellen Dreifach-Quadrupol-Massenspektrometers mit einer Stoßzelle erhaltenes Massenspektrum.
Fig. 5b veranschaulicht einen Abschnitt des Massenspektrums aus Fig. 5a detaillierter.
Fig. 6 zeigt eine Modifikation der Vorrichtung aus Fig. 2.
Fig. 7 zeigt ein Massenspektrum eines Gemisches zweier Substanzen, das ohne an die Q0-Stäbe angelegte auflösende Gleichspannung erhalten wurde.
Fig. 8 veranschaulicht ein Spektrum des gleichen Gemisches wie in Fig. 7, jedoch mit einer linear erhöhten, auflösenden, an die Q0-Stäbe angelegten Gleichspannung, um grenzenaktivierte Dissoziation zu erzeugen.
Fig. 9 ist ein ähnliches Spektrum wie Fig. 8, das sich jedoch auf einen anderen Abschnitt des Massenbereichs konzentriert.
Fig. 10 ist ein ähnliches Spektrum wie Fig. 9, das allerdings das Ergebnis der Erhöhung der an die Q0-Stäbe angelegten auflösenden Gleichspannung ist.
Fig. 10a ist eine schematische Ansicht eines herkömmlichen Dreifach-Quadrupol-Massenspektrometers.
Fig. 11 zeigt ein Massenspektrum, das unter den Auswirkungen von Clusterbildung leidet.
Fig. 12 zeigt ein ähnliches Massenspektrum wie Fig. 11, in dem allerdings die Auswirkungen von Clusterbildung durch Hinzufügung von an Q0 angelegter, auflösender Gleichspannung abgeschwächt sind.
Fig. 13 zeigt ein weiteres ähnliches Massenspektrum wie Fig. 1 l, jedoch mit zusätzlicher an die Q0-Stäbe angelegter, auflösender Gleichspannung.
Fig. 14 zeigt ein ähnliches Massenspektrum wie Fig. 13, jedoch mit gegenüber Fig. 11 zusätzlicher, auflösender, an die Q0-Stäbe angelegter Gleichspannung.
Fig. 15 ist eine grafische Darstellung des Scannens der auflösenden Gleichspannung mit RF auf den Q0-Stäben über das vollständige Massenspektrum.
Fig. 16 ist eine ähnliche grafische Darstellung wie Fig. 15, aus der allerdings das Anlegen auflösender Gleichspannung nur über einen Teil des Massenspektrums ersichtlich ist.
Fig. 17 zeigt ein Massenspektrum, in dem die an die Q0-Stäbe angelegte, auflösende Gleichspannung linear mit der Masse erhöht wird, aber nicht ausreicht, um grenzenaktivierte Dissoziation zu bewirken.
Fig. 18 zeigt ein ähnliches Massenspektrum wie Fig. 17, allerdings mit ausreichend erhöhter auflösender Gleichspannung, um Produktionen aus grenzenaktivierter Dissoziation zu beobachten.
Figur "19 veranschaulicht ein Massenspektrum, das sich aus einem modifizierten nicht- linearen Scan der an die Q0-Stäbe angelegten auflösenden Gleichspannung ergibt.

AUSFÜHRLICHE BESCHREIBUNG BEVORZUGTER AUSFÜHRUNGSFORMEN

Es wird zuerst auf Fig. 1 Bezug genommen, die den bekannten Betriebsplan für ein Quadrupol-Massenspektrometer zeigt, wobei Parameter "a" auf der vertikalen Achse und Parameter "q" auf der horizontalen Achse aufgetragen ist. Wie dies allgemein bekannt ist, sind die Mathieu-Parameter:
ax = -ay = 8zU/(mΩ²r&sub0;²) (1)
qx = -qy = 4zV/(mΩ²r&sub0;²) (2)
worin U die Amplitude der an die Stäbe angelegten Gleichspannung ist, V die Amplitude der an die Stäbe angelegten RF-Spannung ist, z die Anzahl der Ladungen auf dem Ion ist, m die Ionenmasse ist, Ω die RF-Frequenz ist, r&sub0; der Radius des in den Stabsatz einbeschriebenen Kreises ist und sich die Indices x und y auf die zwei Paare von Quadrupolstäben beziehen. Wenn die angelegte Gleichspannung null ist, beträgt der "a"-Wert in den obigen Gleichungen ebenfalls null, und man kann davon ausgehen, dass das Gerät im Nur-Radiofrequenz- (Nur-RF-) Modus betrieben wird. Eine typische Betriebslinie ist bei 10 in Fig. 1 ersichtlich. Im Nur-RF-Modus würde die Betriebslinie 10 entlang der "q"-Achse verlaufen.
Nur-RF-Quadrupole dienen oft dazu, Ionen aus Hochdruck-Ionenquellen zu einem Massenanalysator zu transportieren, während Gas aus der Quelle durch die Stäbe abgepumpt wird. US-A-4.963.736 lehrt, dass beim Betrieb der Nur-RF-Quadrupol-Ionenführung mit einem Wert von Kammerdruck-mal-Stabsatzlänge von mehr als 2,25 · 10&supmin;² der Ionentransport extrem effizient ist. Dieser Druck-mal-Länge-Betriebszustand führt dazu, dass die Ionen infolge der Stoßfokussierung oder eines Dämpfungseffekts zur Mittellinie des Quadrupols gedrängt werden. Gleichzeitig verlieren die Ionen einen beträchtlichen Teil ihrer axialen Eingangsenergie und erfahren eine Reduktion der Ionen-Energieverteilung. Diese Reduktion der Energieverteilung bewirkt eine verbesserte Auflösung des Massenspektrums in den folgenden auflösenden Quadrupol-Massenspektrometern.
Es stellte sich gemäß der Erfindung heraus, dass wirkungsvolle Vorläuferionen-Fragmentierung innerhalb des stabförmigen (nominell Nur-RF-) Hochdruck-Quadrupols erzielt werden kann, indem der Arbeitspunkt an die "β = 0"-Grenze des Stabilitätsdiagramms angenähert wird. Wie aus Fig. 1 ersichtlich stellt der linke obere Quadrant oberhalb der Linie für βy = 0 einen Bereich dar, in dem die radiale Bewegung der Ionen entlang des x-Pol-Paars stabil ist, jene entlang des y-Pol-Paars aber instabil ist und die Ionen die Stäbe in y-Pol-Paar-Richtung verlassen (oder auf sie auftreffen). Im oberen rechten Quadranten außerhalb der Linie für β = 1 ist die y-Bewegung stabil, aber die Ionen sind in x-Pol-Paar-Richtung instabil. Für die unteren beiden Quadranten sind die stabilen und instabilen Frlugbahnen umgekehrt.
Wie allgemein bekannt ist, lässt sich β durch folgende Gleichung ausdrücken:
βx = (a² ± q²/2)1/2 (3)
Gleichung (3) ist eine approximative Beziehung und für "q" < etwa 0,4 am genauesten, was jener Bereich ist, in dem sie Geltung besitzen soll.
Bei der Annäherung an die Stabilitätsgrenze β = 0 beginnen die Ionenflugbahnen, Bewegungen mit höherer Amplitude aufzuweisen. Wenn die an die Vorläuferionen mittels Stößen mit Hintergrundgas-Spezies abgegebene Energie ausreicht, ist Fragmentierung die Folge, was zu Dissoziationsprodukten führt. Die Wahrscheinlichkeit der Stöße mit einer neutralen Hintergrundspezies hängt von der mittleren freien Weglänge des Ions im Quadrupol ab. Die mittlere freie Weglänge λ ist als
λ = 1/(nσ) (4)
definiert, worin n die Teilchendichte des Neutralgases und a der Stoßquerschnitt des Ions ist. Wenn die mittlere freie Weglänge größer als der r&sub0;-Wert ist (d. h. der Radius eines in die Stäbe einbeschriebenen Kreises), ist es wahrscheinlich, dass die Flugbahn des Vorläuferions weiter zunimmt und das Ion vor dem Aktivierungsstoß an die Stäbe verloren geht. Typische Stoßquerschnitte für Ionen aus einer Elektrospray-Quelle reichen von etwa 100 A² bis zu mehreren Tausend A² (G. Javahery und B. Thomson, J. Am. Soc. Mass Spectrom. 8, 697-702 (1997)). Der r&sub0;-Wert für einen typischen Nur-RF- Quadrupol beträgt 4,17 mm. Damit ein Ion mit einem Stoßquerschnitt von etwa 100 A² durchschnittlich einen Stoß erfährt, bevor die Entfernung von 4,17 mm von der Mittellinie des Quadrupols bis zu einer Staboberfläche zurückgelegt wird, muss der Druck mehr als 7,6 · 10³ Torr betragen. Unterhalb dieses Drucks geht wahrscheinlich ein Vorläuferion mit einem Stoßquerschnitt von etwa 100 A² aus dem Quadrupol verloren, bevor es auf einen neutralen Stoßpartner trifft.
Eine weitere Bedingung für die Fragmentierung ist, dass ausreichend Energie an das Vorläuferion abgegeben wird. Da es in der grenzenaktivierten Dissoziation die Energie aus der RF-Antriebsspannung ist, die zu Ionenbeschleunigung in die koexistierenden neutralen Atome oder Moleküle im Gerät führt, kann ein Maß für die Energieabgabe anhand des Mathieu-Parameters "q" erhalten werden. Je höher der "q"-Wert für das Vorläuferion, desto stärker die Ionenbeschleunigung zwischen Stößen und desto höher die resultierende Energieabgabe.
Eine weitere Möglichkeit des Abschätzens der Stoßenergie sieht die Ausnutzung radialer Begrenzungskräfte innerhalb eines Quadrupols vor. Für einen "q"-Wert von weniger als 0,4 kann die Tiefe des Pseudopotentialtopfs D wie folgt definiert sein:
D qV/8 (5)
Die Topftiefe kann physikalisch eine Annäherung dessen sein, wie eng die Ionen entlang einer bestimmten Dimension, z. B. radial, ausgedrückt in Volt, gebunden sind. Beispielsweise benötigen die Ionen etwa 18 Volt Energie, um sich radial aus dem RF-Begrenzungsfeld heraus zu bewegen. Sie kann auch physikalisch als Maß für die Energiemenge herangezogen werden, die aus dem RF-Feld zur Fragmentierung zur Verfügung steht.
Das Anlegen von Gleichspannung trägt zur Tiefe des Pseudopotentialtopfs bei, doch die Gleichspannung wird hier nicht explizit berücksichtigt. Somit kann die maximale kinetische Energie in radialer Richtung dann mittels Approximation
Ekin = zD (6)
sein, worin z die Anzahl der Ladungen auf dem Ion ist. Die durchschnittliche Energie ist etwa die Hälfte der maximalen Energie, d. h.
Eavg = (4/π²)zD (7)
Beispielsweise wird nun die Situation eines einfach geladenen positiven Ions betrachtet, für das Folgendes gilt:
m = 609
r&sub0; = 0,417 cm
Ω = 1,000 MHz
V = 400 Volt
Anhand dieser Werte wird der q-Wert mit 0,37 bestimmt; die radiale Tiefe des Pseudopotentialtopfs aus dem RF-Feld beträgt 18,5 Volt. Die erforderliche Menge anb hinzugefügter Gleichspannung zur Bewegung des Arbeitspunkts an die Grenze β = 0 kann mittels Annäherung bestimmt werden, indem obige Gleichung (3) für "a" gelöst und dann der Wert in Gleichung (1) eingesetzt und für U gelöst wird, was etwa -37 Volt ergibt.
Eine zur Erreichung der grenzenaktivierten Dissoziation verwendete Vorrichtung ist aus Fig. 2 ersichtlich, worin ein Massenspektrometer mit einer Hochdruck-Nur-RF-Quadrupol-Ionenführung zu sehen ist. In der Vorrichtung aus Fig. 2 liefert eine Probenquelle 20 die Probe (typischerweise in flüssiger Form) an eine Ionenquelle 22 (kann beliebig ausgestaltet sein, typischerweise aber eine Elektrospray- oder Ionenspray-Quelle). Die Quelle 22 erzeugt Ionen aus der Probe und lenkt sie zu einem Grenzflächenbereich 24, der mit einem Inertgas-Vorhang aus einer Gasvorhangquelle 26 versorgt wird (siehe US- A-4.137.750). Ionen, die durch den Gasvorhang gelangen (der aus N&sub2; bestehen kann), bewegen sich durch eine unterschiedlich gepumpte Region 28, werden durch die Pumpe 29 auf einen Druck von etwa 2 Torr gepumpt und treten in einen 20 cm langen Quadrupol-Nur-RF-Stabsatz Q0 in Kammer 30 ein, der durch die Pumpe 31 auf einen Druck von etwa 8 · 10&supmin;³ Torr gepumpt wird. Druck-mal-Länge dieser Nur-RF-Vorrichtung beträgt 1,6 · 10&supmin;¹ Torr.cm, d. h. liegt innerhalb des Bereichs der US-A-4.963.736. Das Puffergas im Stabsatz Q0 ist die gleiche Spezies wie für den Gasvorhang, in diesem Beispiel N2.
Aus der Kammer 30 bewegen sich die Ionen durch eine Öffnung 32 in eine Grenzflächenplatte 34 durch enien Satz von 24 mm langen Nur-RF-Stäben 35 in einen 20 cm langen Satz analysierender Quadrupolstäbe Q1. Die Nur-RF-Stäbe 35 dienen dazu, die in den Analysenquadrupol Q1 wandernden Ionen zu kollimieren. Ein im Pulszählmodus betriebener konventioneller Detektor 42 liegt stromab von den Analysestäben Q1. Diese Vorrichtung ist relativ konventionell und kann ein Massenspektrum erzeugen, während RF und Gleichspannung auf den Analysestäben Q1 gescannt werden.
Die Analysestäbe Q1 werden mit RF mit 0,816 MHz durch den Kondensator C1 aus der RF-Stromquelle 36 versorgt. Die gleiche RF wird über die Kondensatoren C2, C3 für die Stäbe 35 bzw. Q0 bereitgestellt. Es besteht auch die Möglichkeit, den Q0-Stäben geringe Werte an auflösender Gleichspannung aus der Gleichstromquelle 38 zuzuleiten. Auch konventionelle Gleichstrom-Offsets werden an die verschiedenen Stäbe und die Grenzflächenplatten aus der Gleichstromquelle 38 angelegt.
Ein Beispiel für ein Massenspektrum (erhalten mittels der Vorrichtung aus Fig. 2) einer 10 ng/ul-Lösung von Reserpin ist in Fig. 3 dargestellt; es wurde ohne auflösende Gleichspannung auf den Q0-Stäben erhalten. Abgesehen von einigen wenigen Spektralpeaks von Verunreinigungen in der Lösung wird das Spektrum vollständig vom (M+ H)¹&spplus;-Reserpin-Ion in einem Masse/Ladung-Verhältnis von 609,4 (siehe Bezugszeichen 50 in Fig. 3) dominiert. Wie aus Fig. 4 ersichtlich verändert sich das Spektrum aber dramatisch, wenn auflösende Gleichspannung an die Q0-Stäbe angelegt wird. Hier wurde auflösende Gleichspannung linear von 0 V bei m/z 30 auf 40,8 V bei m/z 600 erhöht. In Fig. 4 sieht man neue Spektralmerkmale bei m/z-Werten von 397,3 und 448,1 (Peaks 52, 54 in Fig. 4). Diese Peaks stimmen gut mit einigen der Haupt-Fragmentionen im konventionell (d. h. axial) stoßaktivierten Dissoziationsspektrum des Reserpin-Vorläuferions bei m/z = 609 überein, wie dies aus dem konventionellen Dreifach-Quadrupol-MS/MS- Spektrum von Reserpin in den Fig. 5a und 5b ersichtlich ist, wobei Fig. 5a ein herkömmliches Massenspektrum für Reserpin zeigt, während Fig. 5b einfach eine Vergrößerung eines Abschnitts des Spektrums in Fig. 5a veranschaulicht. Man beachte, dass die Produktionen mit geringer Masse in Fig. 5 nicht in Fig. 4 zu sehen sind. Der Grund dafür wird nachstehend erklärt.
Wie oben im Zusammenhang mit der Beschreibung der Vorrichtung aus Fig. 2 erläutert wird die an Q0 angelegte RF von der Haupt-RF abgeleitet, die durch ein kapazitives Untersetzer-Netzwerk an Q1 angelegt wird. Somit folgt der RF-Spannungswert auf Q0 linear der an Q1 angelegten Antriebs-RF. Um folglich ein bestimmtes Fragmention zu beobachten, müssen die RF- und Gleichspannungen, die an Q0 und A1 angelegt werden, wenn Q1 abgestimmt ist, das Fragmention zu übermitteln, jenen RF- und Gleichspannungen entsprechen, die ausreichen, um zur Fragmentierung des Ausgangsions zu führen. Als experimentelle Bedingungen zur Aufnahme des Spektrums aus Fig. 4 betrug die Q0-RF-Spannung (wenn Q1 auf m/z = 397 abgestimmt war) 319 V Null-bis-Peak (V0-p) und die Q0-Gleichspannung -27 V. Die zugehörigen Mathieu-Parameter für das Vorläuferion mit m/z = 609 betragen unter diesen Bedingungen a = 0,075 und q = 0,442. Dies ergibt eine Tiefe des Pseudopotentialtopfs von etwa 18 V.
Thomson et al. (B. A. Thomson, D. J. Douglas, J.). Corr, J.W. Hager und C. L. Folliffe, Anal. Chem. 34, 1696-1704 (1995)) zeigten, dass für die Reserpin-Fragmentierung in einem Dreifach-Quadrupol-Massenspektrometer die Fragmentierungsschwelle für die Fragmentierung etwa 10 eV beträgt und dass vollständige Fragmentierung des Vorläuferions bei m/z = 609 bei Stoßenergien von etwa 35 eV erfolgt.
Es sollte daran erinnert werden, dass sich die Aktivierungsmechanismen für ein konventionelles Dreifach-Quadrupol-Instrument und die Grenzenaktivierungs-Technik in einem linearen Hochdruckquadrupol deutlich unterscheiden. Die Energieabgabe im Dreifach- Quadrupol ergibt sich aus einem einzigen bis zu einigen wenigen, relativ energiereichen Stoß bzw. Stößen, während das Grenzenaktivierungs-Verfahren Energie über mehrere energiearme Stöße im Vorläuferion abgibt. Ferner muss man die Tatsache berücksichtigen, dass es impulsableitende Stöße (Stoßkühlung) gibt, die gleichzeitig mit den grenzenaktivierenden Stößen innerhalb des linearen Hochdruck-Quadrupols auftreten. Somit ist es nicht möglich, eine direkte Korrelation zwischen Fragmentierungsschwellen, die in einem Dreifach-Quadrupol-Massenspektrometer gemessen werden, mit jenen herzustellen, die mittels der Grenzenaktivierungs-Technik erhalten werden, obwohl ein Größenordnungsvergleich nützlich ist.
Die Bestätigung, dass die Stärke des radialen RF-Begrenzungsfelds zur Beobachtung grenzenaktivierter Dissoziation wesentlich ist, wurde durch Reduzieren der RF-Spannung auf Q0 erhalten. Dies erfolgte durch Reduzieren des Werts der Kopplungskondensatoren C3 in Fig. 2 von der Q1-Antriebs-RF von den oben verwendeten 2 nE auf 148 pF. Unter diesen Bedingungen betrug die Q0-RF-Spannung (wenn Q1 auf m/z = 397 abgestimmt war) 179 V0-p und q = 0,248; die Tiefe des Pseudopotentialtopfs betrug etwa 6 V. Unter diesen Bedingungen wurden keine CID-Produktionen beobachtet, obwohl auflösende Gleichspannungen im Bereich von etwa 1 bis 30 V angelegt wurden.
Man erkennt somit, dass die Energie für grenzenaktivierte Dissoziation aus dem RF-Feld selbst stammt. Die Topftiefe D ist ein Maß für die verfügbare Energie. Mit zunehmender RF-Spannung wird die Topftiefe größer, und es steht mehr Energie zur Verfügung, um die Ionen zu dissoziieren. Da die Topftiefe D proportional zu V² ist, wird D rasch tiefer, wenn V zunimmt. Die Ionen werden kontinuierlich mit Energie aus dem RF-Feld gepumpt, so dass im Gegensatz zur Stoßzelle in einem konventionellen Dreifach-Quadrupol, wo der erste Stoß am energiereichsten ist und nachfolgende Stöße viel weniger energiereich sind, im Fall der grenzenaktivierten Dissoziation der zweite oder dritte Stoß energiereicher als der erste sein kann, wobei Energie kontinuierlich an die Ionen abgegeben wird, bis sie fragmentieren.
Das oben beschriebene Problem unterschiedlicher RF-Feldstärken für unterschiedliche Produktionen kann sehr einfach gelöst werden, indem die Q0-RF-Spannung unabhängig von der Q1-RF-Spannung betrieben wird. Ein solches Gerät ist schematisch in Fig. 6 dargestellt, worin entsprechende Bezugszeichen die Fig. 2 entsprechenden Teile identifizieren. Es ist zu erkennen, dass eine getrennte RF-Stromquelle 43 für die Stäbe Q0 vorgesehen ist. Die richtige Wahl der RF-Spannung und der an Q0 angelegten Frequenz unter Einsatz der Stromquelle 43 ermöglicht die effiziente Fragmentierung eines bestimmten Vorläuferions und die Übertragung der meisten Produktionen (jener mit einem niedrigeren m/z-Verhältnis als die Vorläuferionen) in ein nachfolgendes Massenspektrometer (z. B. Q1) zwecks Identifikation. Wenn beispielsweise Q0 RF mit einer Frequenz von 2 MHz zugeführt und eine Tiefe des Pseudopotentialtopfs von etwa 20 V gewünscht wird, ist eine RF-Spannung von 832,5 V aus der Stromversorgung 43 notwendig. Die zugehörige auflösende Gleichspannung zur Annäherung des Arbeitspunkts an die Stabilitätsgrenze bei β = 0 beträgt 39,9. Unter diesen Bedingungen, unter denen Q0 RF und DC fixiert sind, sind Produktionen bis hinunter zu etwa m/z = 146 bzw. 24% des Vorläuferionen-Masse/Ladung-Verhältnisses theoretisch innerhalb von Q0 stabil. Dies ermöglicht die Beobachtung aller wesentlicher Produktionen im gesamten Reserpin-Fragmentationsspektrum.
Der Fragmentierungs-Wirkungsgrad ist wie folgt definiert:
EF = (P + ΣFi)/(P&sub0;) (8)
worin ΣFi die Summe aller Fragmentionen-Intensitäten ist, P die Intensität des Rest-Vorläuferions ist und P&sub0; die Vorläuferionen-Intensität unter Bedingungen ist, unter denen keine Fragmentierungen stattfinden (in diesem Fall ohne an Q0 angelegte auflösende Gleichspannung). Einige der erforderlichen Informationen betreffend den Fragmentierungs-Wirkungsgrad können aus den Spektren der Fig. 3 und 4 herausgelesen werden. Die integrierte Ionenintensität in Fig. 3 für das Vorläuferion unter Bedingungen, unter denen keine Fragmentierung stattfindet, beträgt etwa 6,9 · 10&sup6; Ionencounts/s. Die integrierten Ionenintensitäten für das Reserpin-Produktion und Rest-Vorläuferionen beträgt 3,6 · 10&sup6; Ionencounts/s. Somit beträgt der berechnete Fragmentierungs-Wirkungsgrad 52%. Diese Berechnung unterschätzt aber den tatsächlichen Wirkungsgrad, da die Produktionen unter m/z ~ 250 im Spektrum nicht zu sehen sind. Da diese Produktionen vermutlich etwa dieselben Intensitäten wie die Produktionen über Cutoff von m/z ~ 250 aufweisen, kommt eine genauere Abschätzung des Fragmentierungs-Wirkungsgrads an 100% heran. Dies kann mit einem Wirkungsgrad von 48% verglichen werden, der mit Dreifach-Quadrupol-MS/MS-Experimenten erzielt wird.
Eine wichtige Information betreffend die grenzenaktivierte Dissoziation an der Stabilitätslinie bei β = 0 besagt, dass nur Produktionen mit niedrigerem m/z als das Vorläuferion innerhalb von Q0 stabil sind. Produktionen mit geringerer Ladung sind innerhalb von Q0 inhärent instabil, da für diese Spezies β < 0 ist. Beispielsweise liefert die Fragmentierung eines doppelt geladenen Vorläuferions, wie es oft durch Elektrospray-Ionisierung von Peptiden entsteht, nur doppelt geladene Fragmentionen im Produktionen- Massenspektrum unter Einsatz grenzenaktivierter Dissoziation. Dies stellt eine einzigartige Möglichkeit dar, das Produktionen-Massenspektrum mehrfach geladener Vorläuferionen durch Unterscheidung von gewählten Fragmentierungswegen zu vereinfachen.
Ein zusätzliches Merkmal grenzenaktivierter Dissoziation besteht darin, dass es ein moderates Maß an Massenauflösung bietet. Fig. 7 zeigt ein Massenspektrum eines Gemisches der zwei Verbindungen Tetradecylammoniumbromid mit m/z = 578 und Reserpin mit m/z = 609, aufgenommen ohne an Q0 angelegte auflösende Gleichspannung. Dieses Massenspektrum zeigt starke Spektralmerkmale 56 und 58 bei den erwarteten Massen. Eine Steigerung der an Q0 angelegten auflösenden Gleichspannung (ein linearer Anstieg von 0 V bei m/z = 30 auf 41 V bei m/z = 600) führt zu einer dramatischen Reduktion der Intensität des Reserpin-Peaks von m/z = 609 (siehe 62 in Fig. 8) und zu einer gleichzeitigen Zunahme der Reserpin-Fragment-Ionenmerkmale mit m/z = 397 und 448 (siehe 64, 66 in Fig. 9). Bei diesem Gleichspannungswert trat nur eine minimale Änderung der Intensität des Tetradecylammoniumbromid-Ions bei m/z = 578 auf (Peak 56 in Fig. 7 und Peak 60 in Fig. 8) - ein Indiz dafür, dass das Reserpin-Ion bei m/z = 609 (Peak 58 in Fig. 7 und Peak 62 in Fig. 8) bevorzugt aktiviert wurde, d. h. dissoziierte. Weitere Steigerungen der auflösenden Q0-Gleichspannung (entsprechend einem linearen Ansteig von 0 V bei m/z = 30 auf 46,6 V bei m/z = 600) führen zu grenzenaktivierter Dissoziation des Tetradecylammoniumbromid-Vorläuferions (Peak 68 in Fig. 10) und zum Auftreten von Produktionen bei m/z = 436 und 438 (siehe 70 und 72 in Fig. 10). Die geschätzte Massenauflösung für dieses Beispiel beträgt M/ΔM ~ 20, was zwar eingeschränkt ist, aber ausreicht, um zahlreiche Vorläufer-Molekülionen aufzutrennen. Man kann erwarten, dass eine weitere Schärfung der Stabilitätsgrenze bei β = 0, wie unten ausgeführt, zu einer Steigerung der Auflösungsfähigkeit von Q0 führt.
Die Fähigkeit, Fragmentionen im Hochdruck-Q0 einer Massenselektion zu unterziehen, verleiht Studien eine neue wichtige Dimension, die nun mit Einfach- oder Dreifach- Quadrupol-Massenspektrometern (oder beliebigen anderen Massenspektrometern, denen eine lineare Hochdruck-Quadrupol-Anordnung aus mehreren Stäben vorangeht) durchgeführt werden können. Die obige Massenselektivität verleiht den Einfach- und Dreifach-Quadrupol-Massenspektrometern eine zusätzliche Stufe der Massenspektrometrie. Somit kann man nun MS/MS-Experimente auf Einfach-Quadrupol-Instrumenten und MS³-Studien auf Dreifach-Quadrupol-Instrumenten unter Einsatz massenselektiver grenzenaktivierter Fragmentierung in Q0 durchführen.
Es wurde in Experimenten festgestellt, dass die optimierte auflösende Gleichspannung, die zur Induktion von Dissoziation erforderlich ist, weniger hoch ist als jene, die durch Stabilitätsdiagramm-Überlegungen alleine vorhergesagt wird. Beispielsweise führt die Gleichspannung, die zur Aufnahme des Spektrums aus Fig. 4 angelegt wird, zu einem berechneten "a"-Wert von -0,075 für das Vorläuferion. Man hätte aber erwartet, dass ein "a"-Wert von etwa -0,098 die Grenze bei β = 0 erreicht. Diese Diskrepanz ist zum Teil möglicherweise auf die Tatsache zurückzuführen, dass die an Q0 angelegte RF-Spannung anhand des kapazitiven Divider-Netzwerks und der an Q1 angelegten Antriebsspannung berechnet und nicht direkt gemessen wird. Daher herrscht eine bestimmte Ungewissheit betreffend die exakte RF-Spannung und somit auch den "q"-Wert in Q0. Computersimulationen zeigten allerdings, dass die erforderliche auflösende Gleichspannung zur Induktion von Instabilität auch vom Strahldurchmesser am Eingang von Q0 abhängt. Für größere Strahldurchmesser, wie man sie z. B. im Gerät aus Fig. 2 erwartet, gibt es eine signifikante Ionenpopulation mit großen radialen Eingangsverlagerungen. Für diese Ionen ist nur ein geringes Maß an auflösender Gleichspannung erforderlich, um aktivierende Stöße mit dem Hintergrundgas hervorzurufen (da diese Ionen zur Mittellinie versetzt sind, ist nur wenig Störung notwendig, um sie in einen Zustand zu versetzen, in dem sie instabil sind). Dies führt allerdings zu einer Ausdehnung der Stabilitätsgrenze von β = 0 und demnach zu mangelhafter Auflösung. Man kann erwarten, dass die Reduktion des Eingangs-Ionenstrahldurchmessers die Grenzunschärfe verringert und grenzenaktivierte Dissoziation bei Gleichspannungen hervorruft, die näher bei den durch Stabilitätsdiagramm-Überlegungen berechneten liegen. Im Fall eines sehr schmalen Ionenstrahls kann man davon ausgehen, dass die Grenze bei β = 0 scharf ist und bessere Massenauflösung innerhalb von Q0 bietet.
Computersimulationen dienten auch dazu, mehr über die Menge der an ein Vorläuferion abgebenen Energie als Funktion des "q"-Werts an der Grenze bei β = 0 zu erfahren. Ein Hartsphären-Stoßmodell wurde innerhalb eines zweidimensionalen Quadrupolfelds mit voreingestellter RF- und auflösender Gleichspannung verwendet. Der anfängliche Ionenstrahlradius sowie die anfänglichen Radial- und Axialenergien sind vom Benutzer wählbare Parameter. Eine Population von 1000 Ionen wird definiert, und es werden auch die einzelnen Flugbahnen berechnet. Beim Abschluss jedes Laufs werden die durchschnittliche Stoßenergie und die durchschnittliche maximale Stoßenergie bei jedem "q"-Wert bestimmt. Die durchschnittliche Anzahl an Stößen, die Ionen vor dem Ausstoß aus der Quadrupolanordnung erfahren, wird ebenfalls berechnet. Die Fragmentierung wird in der Simulation nicht explizit berücksichtigt, doch die Stoßenergien sollten bei der Bestimmung des Ausmaßes der Aktivierung des Vorläuferions nützlich sein. Die folgenden Eingabeinformationen wurden in den Computersimulationen verwendet.
m/z = 609
Stoßquerschnitt, a = 280 A2
r&sub0; = 0,417 cm
Ω = 1 MHz
Anfänglicher Ionenstrahlradius = 1,0 mm
Anfängliche Radialenergie = 0 eV
Anfängliche Axialenergie = 5 eV
Druck = 8 mTorr N&sub2;
Die Ergebnisse der durchschnittlichen Energie sind in nachstehender Tabelle 1 zusammengefasst, wobei die angeführten Werte über die 1000 Ionenflugbahnen für jeden "q"- Wert gemittelt sind. TABELLE 1
Diese Berechnungen lassen die Einflüsse von Stoßkühlung unberücksichtigt, die dazu dient, einen Teil der dem Ion mit m/z = 609 verliehenen Aktivierungsenergie abzuleiten. Man beachte hier die starke Abhängigkeit der Stoßenergie vom "q"-Wert und die Tatsache, dass die maximale Stoßenergie immer das Vierfache der durchschnittlichen Stoßenergie beträgt. Gemeinsam zeigen diese Ergebnisse auf, dass die Grenzaktivierung bei q > -0,3 in Gegenwart eines N&sub2;-Puffergases ausreichend Fragmentierungsenergie abgibt. Man muss allerdings sicherstellen, dass bei einem hohen "q"-Wert der Durchmesser des in Q0 eintretenden Ionenstrahls gering ist, da andernfalls wahrscheinlich ausreichend Energie aus dem RF-Feld vorhanden ist, um das Vorläuferion sogar bei einem Wert zu fragmentieren, der von der Grenze bei β = 0 weit entfernt ist. Das Ergebnis hoher "q"-Werte und großer Ionenstrahldurchmesser ist deutlich reduzierte Massenauflösung, die mit dem grenzenaktivierten Dissoziationsprozess einhergeht.
Die Grenzenaktivierung kann auch in der Stoßzellenregion eines Dreifach-Quadrupol- Instruments verwendet werden. In dieser Anordnung (siehe die schematische Darstellung in Fig. 10a) folgen einem Nur-RF-Eingangs-Quadrupol QO' konventionelle auflösende Quadrupole Q1', Q3', die durch die Stoßzelle Q2' voneinander getrennt sind (mit einem Detektor 42, der auf Q3' folgt). Q2' wird betrieben, um Fragmentierung mittels grenzenaktivierter Dissoziation zu erzeugen. Dieser Ansatz ist mit Vorteilen verbunden, die nicht auf den ersten Blick ersichtlich sind. Konventionelle Stoßzellen müssen relativ lang sein, um eine ausreichende Targetgasdicke bereitzustellen (definiert als Länge x Teilchendichte des Neutralgases) und das Vorläuferion wirkungsvoll zu fragmentieren. Außerdem ist - wie in US-A-5.248.875 geoffenbart - eine beträchtliche Länge erforderlich, um das unfragmentierte Vorläuferion und die Produktionen einer Stoßkühlung zu unterziehen, so dass eine Einheitsmassenauflösung über das Spektrum erzielt werden kann. Typische Stoßzellen sind etwa 20 cm lang und werden bei Drücken von 1-10 mTorr betrieben. Die Verwendung von Grenzenaktivierung in Q2 kann zu signifikanten Reduktionen der Länge der Stoßzelle führen, da der Aktivierungsprozess radial und nicht axial erfolgt und die Ionen typischerweise mit niedrigen Energien versehen werden, weshalb sie keine starke Stoßkühlung benötigen. Man geht davon aus, dass bei Verwendung von grenzenaktivierter Dissoziation Stoßzellenlängen in der Größenordnung von 2-5 cm und Drücke von 2-10 mTorr ausreichen würden, um effiziente Fragmentierung und Übertragung der Produktionen in nachfolgende Stadien der Massenanalyse zu ermöglichen. Dies führt zu einer signifikanten Größen- und Kostenreduktion der derzeit verwendeten Instrumente. Natürlich kann auf Wunsch eine Kombination konventioneller stoßinduzierter Dissoziation und grenzenaktivierter Dissoziation in einer Stoßzelle herangezogen werden. Da die zwei Dissoziationsprozesse orthogonal sind, stören sie einander nicht.
Durch Elektrospray-Ionisierungstechniken erzeugte Ionen können in die Vakuumkammer als Monomere, mit Lösungsmittelmolekülen geclusterte Monomere und möglicherweise Multimere mit und ohne gebundene Lösungsmittelmoleküle eindringen. Verschiedene Stadien von "Declustering" dienen üblicherweise dazu, dieses Gemisch aus Ionenspezies auf einen größeren Anteil an reinen Monomerionen gegenüber solvatisierten Ionen zu reduzieren. Konventionelle Declustering-Methoden umfassen die Verwendung eines Gasvorhangs (siehe US-A-4.137.750) sowie Stoßdissoziation durch Beschleunigung der Ionen durch Systeme mit relativ hohem Druck unter Einsatz von Spannungsgradienten zwischen der Öffnung und dem Skimmer sowie zwischen dem Skimmer und Q0. Zwar sind die Ionenbeschleunigungs-Techniken nützlich und führen häufig zu Spektren, die vor allem von Declustering unterzogenen Ionen dominiert sind, doch neigen sie auch dazu, die Verteilungshülle des Ladungszustands mehrfach geladener Monomerionen zu modifizieren. Diese Tatsache verkompliziert experimentelle Studien sehr, die mittels massenspektrometrisch gemessener Ladungszustandsverteilung eine bestimmte physikalische Eigenschaft des Ions in Lösung in der Gasphase vor dem Eintritt in das Massenspektrometer ermitteln.
Grenzenaktivierte Dissoziation in der Hochdruck-Q0-Region erwies sich als wirkungsvolles Mittel der Energiebeaufschlagung solvatisierter Ionen bis hin zur Fragmentierung in reine Molekülionen ohne Störung der Ladungszustandsverteilungshülle. Fig. 11 zeigt das Massenspektrum von Apomyoglobin, das unter niedrigen Öffnungs- und Skimmerspannungen erhalten wurde, und veranschaulicht auch die charakteristische mehrfach geladene Hülle. Die mangelhaft aufgelöste Struktur auf der hohen Masseseite jedes mehrfach geladenen Myoglobin-Merkmals (siehe z. B. 78 in Fig. 11) ist ein Zeichen, dass signifikantes Clustern des Myoglobinions mit anderen Lösungsmittelspezies erfolgt. Ein Großteil dieses Clusterns kann durch Anlegen eines moderaten Maßes an auflösender Gleichspannung an Q0 entfernt werden, wodurch ein moderates Ausmaß an Stoßerwärmung stattfindet. Fig. 12 zeigt ein solches Spektrum. Hier wurde Gleichspannung als lineare Steigerung, die als von 0 V bei m/z = 30 auf 9,5 V bei m/z = 1000 definiert ist, angelegt. Die Erhöhung der Spektralqualität von Fig. 12 gegenüber Fig. 11 ist signifikant. Die Monomerionen-Intensität nahm um das etwa 3,5fache zu, der Beitrag der Ionencluster zum Spektrum ist geringer, und der allgemeine spektrale Rauschabstand ist deutlich höher. Ein weiteres wichtiges Fakum ist, dass die mehrfach geladene Hülle durch Hinzufügung der Grenzenaktivierung in Q0 nicht verändert wurde.
Weitere Zunahmen der auflösenden Q0-Gleichspannung (entspricht einer linearen Steigerung von 0 V bei m/z = 30 auf 38,6 V bei m/z = 1000) führen zum Auftreten der charakteristischen Fragmentionen-Peaks bei m/z = 694 und 726 sowie zahlreicher anderer (siehe Fig. 13 und 14). Es ist wiederum zu beachten, dass selbst unter diesen relativ starken Grenzenaktivierungsbedingungen die mehrfach geladene Hülle größtenteils unverändert ist. (Die Anzahl an Ladungen für verschiedene Peaks ist in den Fig. 13 und 14 in Klammern angeführt.)
Es wird nun auf die Fig. 15 und 16 Bezug genommen, die an Q0 angelegte RF- und auflösende Gleichspannungen 80, 82 zeigen, während diese Spannungen im Verlauf der Zeit gescannt werden. Fig. 15 zeigt die mit RF über dem gesamten Spektrum gescannte Gleichspannung; es werden für geeignete RF-Spannungen Produktionen über den gesamten gescannten Bereich geliefert, wie dies oben beschrieben wurde. In Fig. 16 jedoch wird die Gleichspannung 82 nur über dem m/z-Abschnitt bzw. dem Intervall 83 gescannt, wodurch Fragmentionen (durch grenzenaktivierte Dissoziation) nur über den Massenbereich entstehen, für den die Gleichspannung angelegt wird. Unter Anwendung dieser Technik kann man Informationen innerhalb eines vordefinierten Massebereichs des Spektrums erhalten. Der übrige Teil des Spektrums besteht aus Spektralmerkmalen der unfragmentierten Vorläuferionen, wenn eine kontinuierliche Ionenquelle, wie z. B. eine Elektrosprayquelle, verwendet wird.
Ein Beispiel für die Ergebnisse dieser Technik ist aus den Fig. 17, 18 und 19 ersichtlich. Fig. 17 zeigt das Einfach-Quadrupol-Massenspektrum von Reserpin, in dem die auflösende an Q0 angelegte Gleichspannung linear mit der Masse erhöht wird, aber nicht ausreicht, um das Vorläuferion bei m/z = 609 zur Grenze bei β = 0 zu bewegen. (Die Steigerung war von 0 V Gleichspannung bei m/z = 30 auf 21,9 V Gleichspannung bei m/z = 600.) Dieses Spektrum entspricht dem herkömmlichen Einfach-Quadrupol-Massenspektrum von Reserpin, wobei Reserpin mit m/z = 609 bei 18 gezeigt wird.
Fig. 18 zeigt ein Massenspektrum, das wiederum mit einer linearen Erhöhung der auflösenden Q0-Gleichspannung (wie in Fig. 15) erhalten wird, aber hier wurde die Gleichspannung in Übereinstimmung mit einer Steigerung von 0 V Gleichspannung bei m/z = 30 auf 25,2 V Gleichspannung bei m/z = 600 erhöht. Hier werden die grenzenaktivierten Dissoziations-Produktionen beobachtet (siehe 86, 88 in Fig. 18). Es erfolgt auch eine zugehörige Abnahme der Vorläuferionen-Intensität bei Masse 609 (siehe 90 in Fig. 18) um einen Faktor von etwa 2.
Fig. 19 zeigt die Ergebnisse eines modifizierten nichtlinearen Scans der an Q0 angelegten Gleichspannung. Hier wurde ausreichende Q0-Gleichspannung zur Induktion grenzenaktivierter Dissoziation angelegt, während Q0 die Produktionen im Bereich von m/z = 380 bis m/z = 480 übermittelte (gemäß der Technik aus Fig. 16). Während dieses Abschnitts des Spektrums wurde eine Gleichspannungserhöhung vorgenommen, die jener in Fig. 18 entsprach. Oberhalb von m/z = 480 kehrte die Gleichspannung auf einen niedrigen Wert zurück, so dass Spezies mit höherem m/z deutlich innerhalb des Stabilitätsbereichs lagen und somit nicht innerhalb von Q0 fragmentiert wurden. (Der Scan ging nicht unter etwa m/z = 380.) Das Ergebnis dieser Technik ist das Auftreten intensiver Fragmentionen-Spektralmerkmale im Bereich von m/z = 380 bis 480 (siehe 92, 94 in Fig. 19), und da die Ionenquelle des Instruments für einen kontinuierlichen Strom an Ionen in Q0 sorgt, treten unfragmentierte Vorläuferionen mit m/z = 609 (siehe 96 in Fig. 19) mit einer Intensität auf, die jener von Peak 84 aus Fig. 17 entspricht.
Die in Zusammenhang mit den Fig. 16 und 19 beschriebene Scanfunktion ermöglicht massenselektive, zielgerichtete Fragmentierung über einem vorbestimmten Bereich des Massenscans, während intensive unfragmentierte Vorläuferionen-Merkmale außerhalb des Massenspektralbereichs beibehalten werden. Dies dient dazu, den Rauschabstand der Vorläuferionen zu steigern, während spezifische MS/MS-Informationen im m/z-Bereich von Interesse geliefert werden. Solche Scanfunktionen sind derzeit in herkömmlichen Einfach- oder Dreifach-Quadrupol-Massenspektrometern nicht möglich.
Die in Zusammenhang mit den Fig. 16 und 19 beschriebene Scanfunktion kann auch durch Erhöhen der auflösenden Gleichspannung über das gesamte Spektrum und Senken der RF-Spannung auf einen geeigneten Wert über jene Teile des Spektrums, in denen keine grenzenaktivierte Dissoziation gewünscht wird, erzielt werden. Da allerdings die Stoßenergie eine Funktion des Quadrats der RF-Spannung ist, ist dieses Verfahren möglicherweise schwieriger durchzuführen als das Verfahren der Fig. 16 und 19.
Man erkennt auch, dass sogar ohne die in Zusammenhang mit den Fig. 16 und 19 beschriebene Scanfunktion die Grenzenaktivierung innerhalb eines Hochdruck-Quadrupols eine zusätzliche Stufe moderater Massenauflösung bietet, mit dem man MS/MS-Informationen aus einem Einfach-Quadrupol-Massenspektrometer und MS/MS/MS-Informationen unter Einsatz eines Dreifach-Quadrupol-Instruments erhalten kann. Man erkennt auch, dass - wie besprochen - die Grenzenaktivierungs-Technik die Verwendung kürzerer Stoßzellen ermöglicht, was zu signifikanter Größen- und Kostenreduktion von Dreifach-Quadrupol-Massenspektrometern führt. Das Verfahren bietet eine Möglichkeit, die an eine Ionenspezies abgegebene innere Energie zu variieren, was effizientes Declustering stark geclusterter Vorläuferionen jener Art, die häufig durch Elektrospray-Ionisierungstechniken erzeugt wird, unterstützt. Die Menge der abgegebenen Energie ist hierin geringer als zum Fragmentieren des reinen Vorläuferions, reicht aber aus, um Addukt-Spezies vom geclusterten Vorläuferion zu entfernen. Dies führt zu einfacheren und leichter zu interpretierenden Massenspektren.

Claims

1. Verfahren zum Betreiben eines stabförmigen Massenspektrometers, umfassend: das Einleiten von Vorläuferionen in das Massenspektrometer, das Bereitstellen eines Kollisionsgases darin, um den mittleren freien Weg der Vorläuferionen zu begrenzen, und das Anlegen von RF- und auflösender Gleichspannung an das Massenspektrometer, um das Massenspektrometer nahe der β = 0 Grenze des Stabilitätsdiagramms für die Vorläuferionen zu betreiben, wodurch grenzenaktivierte Dissoziation zumindest einiger der Vorläuferionen herbeigeführt wird, um Fragmentionen zu erzeugen, sowie das Detektieren zumindest einiger der Fragmentionen.

2. Verfahren nach Anspruch 1, das weiters den Schritt des axialen Ausstoßens von Ionen aus dem stabförmigen Massenspektrometer sowie das Lenken zumindest einiger der ausgestoßenen Ionen in ein weiteres Massenspektrometer zur Identifizierung umfasst.

3. Verfahren nach Anspruch 1 oder 2, das weiters den Schritt des Fragmentierens der Vorläuferionen nur über einen ausgewählten Abschnitt des Massenspektrums sowie das Belassen der Vorläuferionen im unfragmentierten Zustand über das übrige Massenspektrum umfasst.

4. Verfahren nach Anspruch 1 oder 2, das weiters den Schritt des Anlegens von auflösender Gleichspannung umfasst, um die Vorläuferionen nur über einen ausgewählten Abschnitt des Massenspektrums zu fragmentieren und die Vorläuferionen über den übrigen Abschnitt des Massenspektrums unfragmentiert zu lassen.

5. Verfahren nach Anspruch 1 oder 2, das weiters den Schritt des Massenselektierens der zu fragmentierenden Vorläuferionen im Massenspektrometer umfasst.

6. Verfahren nach Anspruch 1 oder 2, worin die Vorläuferionen Stammionen umfassen, die mit Lösungsmittelmolekülen Cluster bilden, und das Verfahren das Anlegen von ausreichender RF- und auflösender Gleichspannung an das Massenspektrometer umfasst, um die Lösungsmittelmoleküle zu entfernen, ohne die Stammionen wesentlich zu fragmentieren.

7. Verfahren nach Anspruch , worin das Massenspektrometer als Kollisionszelle zwischen einem ersten und einem zweiten auflösenden Massenspektrometer betrieben wird.

8. Verfahren nach Anspruch 7, worin die Kollisionszelle eine Länge zwischen etwa 2 und 5 cm aufweist und der Druck des Gases darin zwischen 0,266 und 0,666 Pa (2 und 10 mTorr) beträgt.

9. Verfahren nach Anspruch 7, das weiters des Schritt des Einschießens der Vorläuferionen in die Kollisionszelle mit ausreichender axialer Energie umfasst, um eine gewisse durch Kollision herbeigeführte Dissoziation der Vorläuferionen zu erzeugen, so dass die Fragmentionen sowohl durch von Kollision verursachter Dissoziation als auch durch grenzenaktivierte Dissoziation erzeugt werden.