Файл: Слободенюк, Г. И. Квадрупольные масс-спектрометры.pdf

Перейдем к рассмотрению двух упомянутых выше конкретных случаев типичных искажений поля в анали­

пролета им анализатора tL не изменяет своего направ­ ления, т. е. движение вдоль оси z осуществляется с пере­ менной по величине скоростью без изменения ее знака. Если же

то может наступить момент, когда ион прекратит движе­ ние в анализаторе в направлении оси 2 и полетит об­ ратно от приемника ионов в сторону ионного источникаОценим реальность описанной ситуации. При UycK=

120

где Лго — максимальное отклонение радиуса поля от но­

минала.

Реальные возможности производства достаточно про­ сто позволяют обеспечивать (при отношении длины ана­ лизатора к диаметру стержня не более 30—40) величину Аг0/г0<С (2-т-З) • 10_3 и меньше, т. е. (44-5) • 10_3, что обусловливает заведомое выполнение условия (7.14). Н а­ рушение (7.14) и, следовательно, удовлетворение усло­ вию (7.15) возможны лишь в приборах, в которых реа­ лизуются режимы, близкие к предельным, т. е. при весь­ ма высоких разрешающих способностях или больших массовых числах анализируемых ионов. Нарушение (7.14) приводит к резкому ухудшению основных харак­ теристик КМ: его чувствительности и разрешающей спо­ собности из-за возникновения ситуации, способствующей образованию значительного объемного заряда внутри анализатора из накапливающихся положительно заря­ женных ионов. Это касается лишь тех ионов, для КОТО­ РЫХ *пост — yloст > °- Для всех прочих ИОНОВ ( *3ост —

—г^осг <С0) наблюдается ускорение их в направлении оси z по мере приближения к концу анализатора.

Имея в виду, что для КМ с обычными характери­ стиками условие (7.14) выполняется с запасом по край­

(7.18)

Подставляя (7.18) в (7.9) и (7.10), получаем параметри­ ческие выражения движения иона в плоскостях xz и yz, совпадающие (с точностью до постоянного коэффициента в их правых частях) с уже анализировавшимися урав­ нениями (3.8) и (3.9). Решениями уравнений (7.9) и (7.10) будут выражения, аналогичные (3.32) и (3.33), которые после уже известных преобразований и упроще­ ний для случая х0 = г/о = 0 можно привести к виду, похо­ жему на (3.34) и (3.35):

121

Пользуясь далее уже известной методикой расчета (см. гл. 3), получаем условие, определяющее величину максимально допустимого симметричного относительно оси анализатора расхождения (или схождения) внутрен­ них поверхностей полеобразующих электродов:

где / г ^ 1 — величина допустимого относительного умень­ шения ионного тока на выходе анализатора, вызванного

для частного случая, соответствующего значению отно­ шения (h— 1)М гн3 = 4,3, что при Л2„= 20 дает h — 10.

Из выражения (7.21) видно, что предельно допусти­ мое линейное отклонение радиуса поля от номинального значения обратно пропорционально относительной разре­ шающей способности КМ, реализуемой на уровне (1/Л2н)-100% от амплитуды импульса спектра масс рас­ сматриваемой массы.

§23. Максимально допустимая бочкообразность электродов

Пусть функция G(z) определяется выражением (7.3). Тогда формулы (7.4) — (7.6) принимают вид:

х + (а + 2q cos 2£) х = — (а + 2q cos 2g) ха ~ -

(дифференциалы величин заменены малыми конечными прираще­ ниями), приравняв в этом уравнении нулю величины Да, AU и Af и разрешив" полученное, уравнение относительно Аг0/го.

122

(7.24)

Заменяя, как и прежде, г в правых частях выражений (7.23), (7.24), (7.25) в соответствии с выражением:

пользуясь уже известной из гл. 3 методикой расчета и полагая а достаточно малой величиной, находим прибли­ женные решения уравнений (7.23) и (7.24) на основании следующих соотношений:

wI l

УC2r (С2г+2 + C2r_2)

123