리플론

Reflectron
반사경의 비행 튜브(왼쪽)에 부착된 이온 미러(오른쪽) 금속판 스택에 인가되는 전압은 이온을 다시 비행관으로 반사하는 전기장을 생성한다.

반사체(질량 반사체)는 비행시간대질량분석기(TOF MS)의 일종으로 펄스 이온원, 무전장 영역, 이온미러, 이온탐지기로 구성되며, 이온미러에 정적 또는 시간에 의존하는 전기장을 사용해 이온 미러에 진입하는 이온의 이동 방향을 반대로 한다. 반사체를 사용하면 이온원 출구에서 측정한 이온의 운동 에너지 확산으로 인해 동일한 질량 대 충전 비율(m/z)으로 이온의 비행 시간 범위를 실질적으로 줄일 수 있다.

개발

반사에서 높은 에너지 이온(빨간색)은 더 긴 경로를 취하지만 같은 질량의 낮은 에너지 이온(파란색)과 동시에 검출기에 도달한다.

전기장(이온 거울)이 지연된 지역의 이온 반사를 실시하여 TOF MS에서 질량 분해능을 향상시키자는 생각은 러시아 과학자 S. G. 알리하노프(S. G. Alikhanov)[1]에 의해 처음 제안되었다. 1973년 보리스 알렉산드로비치 마미린의 실험실에서 동질장 2개 영역을 가진 이온 거울을 활용한 2단 반사체가 만들어졌다.[2][3] 넓은 질량 범위에서 측정한 반사경의 질량 분해능은 펄스 이온 소스, 비행관 및 이온 검출기로 구성된 단순한 비행 시간 질량 분광계보다 훨씬 크다. 반사체에서 분석된 이온의 질량은 몇 개의 달톤에서 몇 백만 개의 달톤에 이를 수 있다. 예를 들어 매트릭스 보조 레이저 탈착/이온화 선원과 같이 광 또는 전자 이온화에 의해 진공에서 생성된 이온의 분석에 사용되는 반사체의 감도는 사후 발생원 붕괴로 인한 선형 TOF MS보다 낮을 수 있다 - 진동으로 방출된 분자 이온(흔히 전이 가능한 이온이라고 함).

단상반사

단단면 반사체의 도식화.

1단 반사경은 단일 전기장 영역이 있는 이온 거울을 장착한다. 이온 미러의 중심 축을 따라 전위 분포는 선형 또는 비선형일 수 있다. 또한 거울 속의 전기장은 일정하거나 시간에 의존할 수 있다. 균질장을 가진 단단면 반사체의 경우 비행관 내 필드 없는 영역의 0장과 이온 미러 내부의 균질장은 매우 투명한(~95%) 금속 그리드에 의해 분리된다. 격자 위치는 이온 미러의 입구(출구)라고 하며, 지체 전기장 계산에 사용된다. 균질장을 이용하는 단단계 반사체는 이온원을 떠나는 이온의 에너지 변화가 작은 경우(일반적으로 몇 퍼센트 미만) 고질량 분해능을 얻기 위해 사용할 수 있다. 질량 m, 전하 q, 운동 에너지 U가 있는 이온의 비행 시간 t는

여기서 L은 필드 없는 공간에 있는 이온의 경로 길이, L은m 이온 미러의 길이, U는m 미러를 가로질러 가해지는 전압이다. 이온 에너지 U에서 dU 확산과 관련하여 비행 시간 t에 대한 1차 보정 조건을 찾으려면 다음 조건을 충족해야 한다.

현장 없는 영역에 있는 이온의 운동 에너지가 거울 내부의 이온 정지점 근처의 이온 전위 에너지와 동일하다고 가정한다(우리는 이 정지점이 거울의 후방 전극에 매우 가깝다고 가정한다). Um = U). 여기서부터 그것은 다음과 같다.

실제로 운동 에너지가 일정 간격에 걸쳐 분산되는 모든 이온을 수용하려면 미러 길이가 10-20% 더 길어야 한다.

그러므로 단층 반사경의 거울에 있는 전기장 E는m 다음과 같아야 한다.

dU의 폭이 넓은 경우, 그러한 반사론에서 비행시간 피크 dt/t의 상대적 폭은 두 번째 파생상품에 비례하는 비행시간 t(U)의 보정되지 않은 부분에 의해 결정된다.

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여기서 k는 단층 반사경의 파라미터에 따라 상수다.

2단 반사체

하이 필드 영역과 로우 필드 영역(이중 단계 반사론)이 있는 이온 미러의 개략도.

2단 반사경의 거울은 서로 다른 분야를 가진 두 개의 영역(스테이지)을 가지고 있다. 이를 통해 에너지 U에 관한 t(U)의 제1차 및 제2차 파생상품 모두 영(0)이 가능해진다.이중 단계 반사론은 단단계에 비해 이온 운동 에너지에서 더 큰 변화에 대한 비행 시간을 보상할 수 있는 이유다. 이러한 유형의 반사경은 일반적으로 직교 가속 (oa) TOF MS에 사용된다. "클래식"(즉, Mamyrin's) 설계는 균일한 장으로 영역을 분리하는 두 개의 매우 투명한 전도성 그리드를 포함한다. 일반적으로, 반사체의 첫 번째 단계(섹션)는 높은 전기장을 가지고 있으며, 이 절에서는 이온이 반사체 매개변수에 따라 운동 에너지의 2/3 이상을 감속하며,[4] 두 번째 단계는 더 낮은 전기장을 가지고 있으며, 이 단계에서 이온은 첫 번째 영역을 향해 밀어낸다. 이중 단계 반사론의 질량 분해능은 주로 그리드에서 이온 산란,[5] 펄스 이온원을 떠나는 이온의 운동에너지의 확산, 기계적 정렬의 정확도에 의해 결정된다. 산란 효과를 감소시키려면 첫 번째 감속 부위의 길이가 상대적으로 커야 한다. 이온 산란은 3단계 및 추가 단계 반사체를 비실용적으로 만든다.

편광 격자 지오메트리를 활용하면 1단계 및 2단계 반사체의 질량 분해능에 대한 이온 산란 효과를 줄일 수 있다.[6]

무그리드 반사체

반사경의 무그리드 설계는 보통 개별적으로 조절 가능한 전압을 가진 두 단계로 구성된다. 즉, 이온이 운동 에너지의 약 2/3를 잃는 감속 영역과 이온이 운동 방향을 반대로 하는 방출 영역이다. 격자 없는 반사체의 대칭은 일반적으로 원통형이지만, 두 개의 평행 평판 전극 시스템으로 구성된 2D 설계는 이온 선원의 출구에서 획득한 에너지 확산의 비행 시간 보상의 동일한 목적으로 활용될 수 있다.[7] 격자 없는 반사경은 거의 항상 전면이나 약간의 거리에 있는 두꺼운 정전기식 아인젤 렌즈를 포함한다. 그리드 없는 반사경의 곡선 전위 분포는 반사 이온의 궤도에 기하학적으로 영향을 미치며 따라서 그리드 없는 반사론은 선택된 필드 프로파일에 따라 이온의 초점을 맞추거나 탈조화한다. 또한, 렌즈가 반사체의 다른 부분을 가로지르는 이온의 비행 시간에도 영향을 미친다는 점을 고려할 필요가 있다. 필드 프리 드리프트 영역(이 영역은 종종 접지 전위로 유지됨)에 적용되는 반사체의 양의 전압 때문에 반사체 입구는 "긍정적인" 정전기 렌즈(중앙 전극을 두 개의 외부 전극에 대해 양전위로 유지하는 Einzel 렌즈)의 전반부와 같은 작용을 한다.로드) 반사경에 들어갈 때 이온 빔이 분산되도록 한다. 양의 (감속) 렌즈는 음의 (가속) 렌즈보다 더 강력하게 초점을 맞춘 조건에서 이온 비행 시간(축 대 오프 축 이온)의 확산과 더불어 이온이 더 낮은 이온 e에서 확장된 (즉, 더 긴) 오프 축 궤적을 따라 이동하기 때문에 유사한 초점 조건에서 이온 비행 시간에 영향을 미친다.네르기스 격자 없는 반사경에 의해 발생하는 양의 렌즈 효과를 최소화하기 위해서는 반사체 출구 근처에 음의 아인젤 렌즈를 추가해야 하며, 이 렌즈는 기하학적 포커스를 실행하며, 즉 수렴 이온 빔을 이온 검출기로 유도하고 비행 시간 범위를 보상한다. 음의 아인젤 렌즈를 출구 근처에 둔 반사경을 프리 미러라고 부르기도 한다.[8] 앞서 1985년 프리 외 연구진은 이온원 출구에 3.3%의 운동에너지가 확산된 레이저 절연 플럼을 대량 분석하면서 1만개 이상의 질량 분해능을 입증한 그리드 없는 반사경을 보고하였다. 1980년대에, 그리드 없는 반사체의 설계에 대한 몇 가지 접근법이 제안되었는데, 주로 높은 전송률(즉, 이온 검출기로 상당한 퍼센트의 나가는 이온을 유도)과 목표 질량 분해능 사이의 중간 지대를 찾는 것을 목적으로 한다.[10][11]

무그리드 반사경의 한 구현은 미러 축을 따라 전위 V(x)가 미러 입구까지의 거리 x에 비선형적으로 의존하는 곡선 영역을 활용한다. 운동 에너지가 다른 이온에 대한 비행 보상 시간은 거울 내부의 전기장을 생성하는 원소의 전압을 조정하여 얻을 수 있으며, 값은 원의 호인 R2 = V(x)2 + kx의2 방정식을 따르며, 여기서 k와 R은 일부 상수다.[12][13]

무 격자 반사경(일명 2차장 반사경)의 다른 구현에서 전위는 거울 입구까지의 거리 x의 제곱에 비례한다. V(x)=kx는2 1차원 고조파장의 경우를 나타낸다. 이온원과 검출기가 모두 반사체 입구에 배치되고 이온이 이온 미러 축에 근접하게 이동하면 2차장 반사체 내 이온의 비행 시간은 이온 운동 에너지에 거의 독립적이다.[14]

3개의 원통형 원소만을 구성하는 비선형 장을 가진 격자 없는 반사체도 시연되었다.[15] Bergmann 외 연구진은 금속 전극 스택에 걸친 전압 분포를 알아내기 위한 원래의 수치 접근법을 구현하여 반사체의 서로 다른 영역에 비선형 장을 만들어 지오메트리의 집중과 기준 안으로 들어가는 이온의 운동 에너지가 확산되어 발생하는 비행 시간의 보상에 대한 조건을 제공했다.각도가 다른 [16]강연자

포스트 소스 붕괴

후분원 붕괴(PSD)는 매트릭스 보조 레이저 탈착/이온화를 활용하고 진공 상태에서 작동하는 이온원에 특화된 공정이다. 사후 발생원 붕괴에서는 레이저 유도 단편화 또는 고에너지 충돌 유도 분화(HE CID) 과정에서 모체 이온(일반적으로 여러 keV 운동 에너지의) 파편이 발생한다. 반사경의 사후 발생원 붕괴 관찰에 적합한 시간 간격은 전구체(부모 이온)가 이온원을 떠난 후 시작되어 전구체가 이온 거울에 들어가는 순간 이전에 끝난다.[17] 사후 발생원 붕괴에서 질량 m의 파편 이온의 운동 에너지는 질량 M의 모체 이온의 운동 에너지와 현저하게 다르며 m/M에 비례한다. 따라서 PSD 이온에 대한 운동에너지의 분포는 매우 크다. 당연히 "클래식" 단일 또는 2단계의 반사경에서는 보상될 수 없다. 광범위한 질량 범위에 걸쳐 전형적으로 분포하는 질량을 가진 PSD 이온에 대해 허용 가능한 질량 분해능을 달성하기 위해, 이러한 이온은 전구 이온의 초기 에너지를 초과하는 에너지(적어도 4 인자)로 가속된다. 무그리드 곡선 필드 미러 또는 시간 의존적 장과 함께 사용하면 포스트 소스 붕괴에서 생성된 파편 이온의 질량 분해능도 향상된다.

참조

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  2. ^ Mamyrin, B. A.; Karataev, V. I.; Shmikk, D. V.; Zagulin, V. A. (1973). "The mass-reflectron, a new nonmagnetic time-of-flight mass spectrometer with high resolution". Sov. Phys. JETP. 37: 45. Bibcode:1973JETP...37...45M.
  3. ^ Mamyrin, Boris (2001-03-22), "Time-of-flight mass spectrometry (concepts, achievements, and prospects)", International Journal of Mass Spectrometry, 206 (3): 251–266, Bibcode:2001IJMSp.206..251M, doi:10.1016/S1387-3806(00)00392-4.
  4. ^ Moskovets, E. (1991). "Optimization of the reflecting system parameters in the mass-reflectron". Applied Physics B. 53 (4): 253. Bibcode:1991ApPhB..53..253M. doi:10.1007/BF00357146.
  5. ^ Bergmann, T.; Martin, T. P.; Schaber, H. (1989). "High‐resolution time‐of‐flight mass spectrometers: Part I. Effects of field distortions in the vicinity of wire meshes". Rev. Sci. Instrum. 60 (3): 347. Bibcode:1989RScI...60..347B. doi:10.1063/1.1140436.
  6. ^ D.S. Selby, V. Mynski, M. Guilhaus, 직교 가속도 질량 분광기, 질량 분광기, 14(7), 616(2000)에 대한 '양극화된 격자 기하학'의 효과 입증
  7. ^ Pomozov, T. V.; Yavor, M. I.; A. N. Verentchikov, A.N. (2012). "Reflectrons with ion orthogonal acceleration based on planar gridless mirrors". Technical Physics. 57 (4): 550. Bibcode:2012JTePh..57..550P. doi:10.1134/S106378421204024X.
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  16. ^ Bergmann, T.; Martin, T. P.; Schaber, H. (1990). "High resolution time-of-flight mass spectrometers. Part III. Reflector design". Review of Scientific Instruments. 61 (10): 2592. Bibcode:1990RScI...61.2592B. doi:10.1063/1.1141843. ISSN 0034-6748.
  17. ^ Kaufmann, R.; Kirsch, D.; Spengler, B. (1994), "Sequenching of peptides in a time-of-flight mass spectrometer: evaluation of postsource decay following matrix-assisted laser desorption ionisation (MALDI)", International Journal of Mass Spectrometry and Ion Processes, 131: 355, Bibcode:1994IJMSI.131..355K, doi:10.1016/0168-1176(93)03876-N
  18. ^ Kurnosenko, Sergey; Moskovets, Eugene (2010). "On the high-resolution mass analysis of the product ions in tandem time-of-flight (TOF/TOF) mass spectrometers using a time-dependent re-acceleration technique". Rapid Communications in Mass Spectrometry. 24 (1): 63–74. doi:10.1002/rcm.4356. ISSN 0951-4198.

추가 읽기

  • Cotter, Robert J. (1994), Time-of-flight mass spectrometry, Columbus, OH: American Chemical Society, ISBN 0-8412-3474-4
  • Anna Radionova, Igor Filippov, Peter J Derrick (2015), "In pursuit of resolution in time-of-flight mass spectrometry: A historical perspective", Mass Spectrometry Reviews, Wiley Periodicals, Inc., Mass Specrometry Reviews, 35 (6): 738–757, Bibcode:2016MSRv...35..738R, doi:10.1002/mas.21470, PMID 25970566{{citation}}: CS1 maint : 복수이름 : 작성자 목록(링크)

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외부 링크