2.3. Динамічні мас-спектрометри

2.3.1. Загальні зауваження

Одним з недоліків статичних мас-спектрометрів є складність під′єднання їх до вакуумної системи. Датчик такого приладу повинен не тільки не змінювати склад газу у відкачуваному об′ємі, але й правильно вимірювати його. Для цього мас-спектрометр потрібно під′єднувати до вакуумної системи безпосередньо, уникаючи з′єднувальних комунікацій, де можуть існувати перепади тисків. При використанні статичних мас-спектрометрів цю основну вимогу не завжди вдається виконати. Тому були створені більш прості та зручні пристрої, які за наявності високочастотного електричного поля отримали назву динамічних. До них відносяться омегатрон, топатрон, хронотрон, електричний фільтр мас та інші.

Основною перевагою мас-спектрометрів динамічного типу є портативність, простота конструкції та надійність в роботі.

2.3.2. Циклотронний мас-спектрометр (омегатрон)

Омегатрон є одним з найбільш поширених мас-спектрометрів.

Принцип дії омегатрона базується на використанні особливостей руху іонів під дією взаємно перпендикулярних постійного магнітного поля з напруженістю Н від зовнішнього магніту та високочастотного електричного поля напруженістю .

На рис. 2.7 наведено схему циклотронного мас-спектрометра.

Рис. 2.7. Схема циклотронного мас-спектрометра (омегатрона)

Пучок електронів, емітованих катодом 5, прискорений до енергії в декілька сотень електрон-вольт та сфокусований осьовим магнітним полем, проходить через камеру іонізації та потрапляє на колектор електронів 2. Позитивні іони з різними масовими числами, які утворилися на шляху електронного пучка потрапляють під одночасну дію взаємно перпендикулярних полів – постійного магнітного з напруженістю Н та високочастотного електричного поля , прикладеного між пластинами 1 та 3. Під дією цих полів іони рухаються в площинах, перпендикулярних осі Z.

Рівняння руху іонів в ідеальному омегатроні можна записати у вигляді

(2.14)

Розв′язок рівнянь руху іонів, які вилітають з різних точок осі з швидкостями, близькими до нуля (t=0, v=0), дає рівняння траєкторії іонів , (2.15)

де ω_ц – так звана циклотронна частота, яка визначається рівнянням

, (2.16)

де

(2.17)

це час пробігу (період обертання) іона, який має масу М та швидкість v, по колу довжиною 2πr з радіусом

. (2.18)

Підстановка виразів (2.17) та (2.18) в формулу (2.16) дає

. (2.19)

При ω=ωц рівняння (2.15) приймає вигляд

. (2.20)

В цьому випадку траєкторії іонів мають форму спіралі, яка розкручується; це означає, що радіус їх траєкторії росте з часом t, а іон споживає енергію високочастотного електричного поля.

Якщо на нижній пластині 3 встановлено колектор 4 (він має вигляд металевої смужки, перпендикулярної до площини спіралі), то іони, які рухаються з циклотронною частотою, будуть ним реєструватися. Такі іони називаються резонансними. Траєкторії нерезонансних іонів змінюються з часом, а їх максимальний радіус описується виразом

. (2.21)

Якщо колектор розміщено на відстані r>r_max, то ці іони на нього не потраплять. Вони не споживають енергію високочастотного поля, а їх траєкторії замикаються поблизу осі, біля якої вони утворилися (на відстані від колектора). Просторовий заряд, утворений нерезонансними іонами, поступово розсіюється та рекомбінує на пластинах діелектрика (уловлюючі пластини 6).

Замінивши в формулі (2.19) кутову частоту ωц на лінійну частоту fц, отримаємо .

В постійному магнітному полі , тому шкала масових чисел при розгортці по частоті - гіперболічна.

Плавно змінюючи частоту f високочастотного поля, можна створювати умови резонансу для іонів різної маси та отримати таким чином спектр мас.

Вимірювання іонного струму, що проходить через колектор, здійснюється електрометричним підсилювачем.

Роздільна здатність омегатрона обернено пропорційна масі іона М

, (2.22)

де r_кол – відстань від осі приладу (електронного променя) до колектора іонів; Е₀ – амплітудне значення напруженості високочастотного електричного поля.

Таким чином, чим менша маса іона, тим вища роздільна здатність омегатрона, і навпаки. При зростанні М реально вдається досягнути для ΔМ=1 а.о.м. значення роздільної здатності 35 – 41.

Рис. 2.8. Залежність роздільної здатності та струму резонансних іонів омегатрона від амплітуди напруженості високочастотного поля

Типова залежність роздільної здатності та струму резонансних іонів Іі від амплітудного значення напруженості високочастотного поля Е0 має вигляд, наведений на рис. 2.8.

Повна довжина шляху L резонансного іона до його попадання на колектор визначається виразом

. (2.23)

При роздільній здатності ~20 та відстані від осі електронного променя до колектора іонів r₀=1.5 см шлях L досягає значення ~60 см. Тому омегатрон стійко працює тільки при тисках, нижчих за 10^-5 мм рт. ст., коли середня довжина вільного пробігу іона λі перевищує L. При більш високих тисках можуть мати місце зіткнення іонів з атомами залишкових газів, що призводить до розсіювання іонів і викривлення показів приладу.

Нижня границя вимірюваних омегатроном парціальних тисків окремих газів в умовах високого вакууму досягає 10^-12 мм рт. ст., а роздільна здатність може бути доведена до 100 і більше.

Коефіцієнт чутливості по азоту при електронному струмі 10 мкА лежить в межах (4 ÷ 10)*10^-9 А/мм рт. ст.

При великих електронних струмах чутливість зменшується, бо зростає просторовий заряд нерезонансних іонів. Відносна чутливість приладу (по азоту) залежить від роду газу.

Максимальний робочий тиск омегатрона (1 ÷ 4)*10^-5 мм рт. ст, мінімальний –

10^-10 мм рт. ст.

На рис. 2.9 наведено спектр мас залишкових газів, отриманий за допомогою омегатрона.

Рис. 2.9. Спектр мас залишкових газів, отриманий за допомогою омегатрона

Як видно з рисунка, омегатрон іноді реєструє фальшиві піки на масах М/2. Наприклад пара води, крім піку з масою 18 дає пік з масою 9. Для відокремлення фальшивих піків використовують їх монотонну залежність від амплітудного значення напруженості високочастотного електричного поля, в той час, як істинні піки залежать від Е₀ резонансно.