WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 | 2 ||

ки спектра. Стандартная скорость развертки массово- В зависимости от знака амплитуды октупольных искаго спектра, используемая на практике [1], составляет жений возможны два случая. Когда 4 < 0, то вблизи 8 Журнал технической физики, 2000, том 70, вып. 116 М.Ю. Судаков границы стабильности частота биений растет с ростом Mn = Ln + Gn. (2П), (3П) амплитуды колебаний за счет нелинейных искажений, Здесь обозначено что эквивалентно сдвигу рабочей точки в глубину ста бильной области. В терминах эффективных потенциалов это объясняется существованием потенциальной ямы Ln = U() + ( f0 - f )W ()d, (4П) внутри нестабильной области диаграммы при 4 < 0.

Такой вид искажений характерен для ловушки Пауля и он приводит к эффекту ”задержки вывода” ионов.

Если 4 > 0, то в стабильной области потенциальная Gn = - U() f () kk[xnu1() яма имеет конечную высоту стенок, а в нестабильной k>зоне потенциальная яма пропадает. В результате этого при переходе границы стабильности объем удержания + vnu2()]k-2W ()d, (5П) очищается от ионов данной массы. Тем самым реализуется режим селективного детектирования ионов.

u1() u2() -1 D U() = =, В свете полученных результатов представляется целеu 1() u 2() 0 -сообразным разработать электродную систему ловушки, создающую в объеме удержания квадрупольное поле с -u1u2 -uзаданной примесью четных гармоник и воспользоваться W() =. (6П) u2 u1uметодом масс селективного нестабильного осевого вывода для создания компактных и современных отечественВычисление линейной части матрицы преобразования ных приборов массового анализа вещества с высоким (24a) дает разрешением.

-1 + 2[q0 - q(n)] D + 2[q0 - q(n)] Автор пользуется возможностью выразить свою при знательность Н.В. Коненкову за поддержку и плодотворLn = (Q11 + DQ20) (Q02 + DQ11), ное обсуждение данной работы.

-2[q0 - q(n)]Q20 -1 - 2[q0 - q(n)]Q(7П) Приложение. Вычисление матрицы где D = u2() =5.59366, отображения p Система уравнений (20) является точной. Для поQpq = cos(2)u1uqd, (П8) строения матричного отображения необходимо получить приближенное решение данной системы. Для решения этой задачи подходит метод, при котором функции в Вычисление нелинейной части матрицы преобразоваправой части уравнений (20) считаются постоянными. ния для гексапольных искажений k = 3 дает Применимость данного метода в нашем случае обуслоG(3) = - 33qn влена тем, что система (20) рассматривается в интерваn ле, ограниченном одним периодом 0 < <, и нам не требуется ассимптотика решения на больших временах, xn Q21 + DQ30 Q12 + DQ21 + где этот метод дает плохие результаты. -Q30 -Q Считая величины c1, c2 в правой части уравнения (20), (9П) постоянными величинами, равными своим значениям в vn Q12 + DQ21 Q03 + DQ начале периода, получим решение системы в первом -Q21 -Qприближении в виде для октупольных искажений k = c1() f = 1 + f0 - f kk(xnu1 + vnu2)k-G(4) = -44qn 2 n c2() k> Q31 + DQ40 Q22 + DQ x2 + -u2u1 -u2 xn n -Q40 -Q d. (1П) u2 u1u2 vn Q22 + DQ31 Q13 + DQ 2xnvn +. (10П) Из (18) для = получим матричное отображение -Q31 -Q x m(n) m(n) x x 11 12 Q13 + DQ22 Q04 + DQ = = Mn, v n v v m(n) m(n) v n -Q22 -Qn+21 Журнал технической физики, 2000, том 70, вып. Теоретическое исследование режима масс-селективного нестабильного осевого вывода ионов... Аналогично вычисляются части матрицы преобразования для нелинейных искажений поля более высокого порядка.

Для исследования рекуррентного уравнения (24) важно вычислить след матрицы преобразования Spur(Ln) =-2 + 2[q0 - q(n)]DQ20, Spur(G(3)) =-33Dq(n)[xnQ30 + vnQ21], n Spur(G(4)) = - 44Dq(n)[x2Qn n + 2xnvnQ31 + v2Q22]. (11П) n Вычисления констант, входящих в эти выражения, для решений u1 и u2 на границе стабильной области дают Q20 = 0.77396, Q30 = 0, Q21 = 2.23778, Q40 = 0.707862, Q31 = 1.97977, Q22 = 11.9614.

Список литературы [1] March R.E. Advances in Mass Spectrometry. Amsterdam:

Elsevier, 1998. Vol. 14. Ch. II. P. 241–278.

[2] Franzen J. // Int. J. Mass Spectrom. and Ion Proc. 1993.

Vol. 125. P. 165–170.

[3] Wang Y., Franzen J. // Int. J. Mass Spectrom. and Ion Proc.

1994. Vol. 132. P. 155–172.

[4] Louris J., Schwartz J., Stafford G. et al. // Proc. 40th ASMS Conf. on Mass Spectrometry and Allied Topics. Washington, DC, 1992. P. 1003–1013.

[5] Wang J. and Franzen J. // Int. J. Mass Spectrom. and Ion Proc. 1992. Vol. 112. P. 167–175.

[6] Мак Лахлан Н.В. Теория и применение функций Матье.

М.: ИЛ, 1963.

[7] Pipes Louis A. // J. Appl. Phys. 1953. Vol. 24. P. 902–910.

[8] Dawson P.H. Quadrupole Mass Spectrometry and Its Applications. Elsevier, 1976. Ch. IV. P. 79–93.

[9] Waldren R.M., Todd J.F.J. Dynamic Mass Spectrometry.

London: Heyden, 1978. Vol. 5. Ch. 2. P. 14–40.

[10] Судаков М.Ю. // ЖТФ. 1994. Т. 64. С. 170–178.

[11] Бутенин И.В., Неймарк Ю.И., Фуфаев Н.А. Введение в теорию нелинейных колебаний. М.: Наука, 1987.

Журнал технической физики, 2000, том 70, вып.

Pages:     | 1 | 2 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.