Введение

В литературе имеется большое число публикаций, посвященных различным аспектам тео-рии классической спектрометрии приращения ионной подвижности [1-8], которые приме-нимы при использовании традиционных методов ионизации органических соединений.

Вместе с тем поверхностно-ионизационный тип дрейф-спектрометрии имеет ряд принципиальных особенностей, отличающих ее от традиционной спектрометрии приращения ионной подвижности:

• в поверхностно-ионизационных дрейф-спектрометрах ионные пучки положительно заря-женных ионов не скомпенсированы ионами противоположного зарядового состояния. В связи с этим в спектрометрах такого типа возрастает роль объемного заряда ионных пучков;
• в поверхностно-ионизационных дрейф-спектрометрах из-за отсутствия компенсирующих ионов отсутствуют эффекты, связанные с рекомбинацией ионов при движении ионных пучков в приборах;
• четкая пространственная локализация области образования ионов на поверхности тер-моэмиттеров ионов открывает возможность расширения спектра идентификационных па-раметров органических соединений.

Помимо отмеченных особенностей, имеется два аспекта, физическая корректность которых вызывает сомнение.

Во-первых, традиционно применяемое соотношение

, (1)

где Е - напряженность электрического поля;

μ - параметр, называемый величиной дрейфовой подвижности иона;

μ(0) - дрейфовая подвижность при нулевом электрическом поле;

N - число молекул в единице объема газа, не имеет физического обоснования и записано «исходя из общих соображений» [9-11].

Предполагается, что путем соответствующей обработки экспериментальных зависимостей могут быть найдены коэффициенты α2, α4, α6 и т.д., которые могут служить идентификаци-онными параметрами органических молекул.

Во-вторых, при обработке экспериментальных данных, полученных в спектрометрии при-ращения ионной подвижности, часто привлекают экспериментальные данные по параметрам линейной дрейфовой подвижности ионов μ₀, полученные традиционным методом спектрометрии ионной подвижности. Однако в первом случае ионы между столкновениями приобретают энергию, значительно превышающую тепловую энергию молекул воздуха 3kT/2, а во втором случае - энергию, существенно меньше тепловой энергии. Поэтому «термализация» ионов в области высоких значений напряженности электрического поля в смысле потери направленной части вектора скорости будет происходить в результате большего числа столкновений, чем в случае малых значений напряженности электрического поля. Это означает, что для данной области следует использовать параметр μ02, причем μ02 > μ0. Введение же понятий «продольная» и «поперечная» температура, на наш взгляд, не соответствует понятию температуры как термодинамической величины. Данная работа посвящена изложению элементов теории поверхностно-ионизационной дрейф-спектрометрии.

Влияние объемного заряда на движение ионов

Дрейфовое движение ионов в плоском зазоре

Рассмотрим дрейфовое движение ионов в плоском зазоре между термоэмиттером ионов и коллектором ионов, в котором газовый поток проходит параллельно между электродами. При приложении разности потенциалов между электродами установится распределение потенциала с экстремумом, как показано на рис. 1, что обусловлено действием объемного заряда ионного пучка.

Рисунок 1 - Схема распределения потенциала в плоском дрейфовом диоде

На рисунке 1 обозначено: d - координата коллектора ионов относительно термоэмиттера; d₀ - расстояние до экстремума потенциала; U - потенциал коллектора ионов; U₀ - величина экстремума потенциала.

Распределение потенциала электрического поля U в зазоре в одномерном случае будет определяться уравнением Пуассона

, (2)

где ρ - величина объемного заряда.

С учетом граничных условий и уравнения дрейфового движения ионов решением уравнения (2) будет зависимость плотности тока I(U) «дрейфового диода» от разности потенциалов U «термоэмиттер - коллектор ионов» [12-14]

 (3)

где ε0 - диэлектрическая постоянная; μ₀ - дрейфовая подвижность ионов в пределе малой напряженности электрического поля; d₀ и U₀ - параметры, величины которых могут быть найдены при более строгом рассмотрении модели, как для случая вакуумного диода. Однако для практического использования соотношения (3) значения данных параметров не существенны.

На рисунке 2 приведены расчетные зависимости плотности ионного тока от напряжения на коллекторе при расстояниях эмиттер - коллектор, равных 2 мм, 4 мм и 6 мм.

Рисунок 2 - Вольт-амперные характеристики плоского дрейфового диода

Численные расчеты показывают, что объемный заряд тока ионов оказывает существенное влияние на их дрейфовое движение в дрейфовом диоде при плотностях ионных токов более 10-10 А/см².

Уравнение (3) имеет большое практическое значение, так как позволяет без использования классического спектрометра ионной подвижности определять дрейфовую подвижность ионов в области малой напряженности электрического поля. Так как параметры d₀ и U₀ зависят от плотности тока ионов с поверхности термоэмиттера, то критерием практической применимости уравнения (3) будет линейность вольт-амперной характеристики в координатах I^1/2 ÷ U.

Движение ионного пучка в дрейфовой трубке

Рассмотрим движение осесимметричного ионного пучка в трубке дрейфа, которая является элементом приборов, расположенным между областью термоэмиттера ионов и областью дрейф-камеры. Если радиус трубки дрейфа принять равным Y_a, начальный радиус ионного пучка, входящего в трубку дрейфа параллельно ее оси, принять равным Y₀, а потенциал самой металлической трубки - U_а, то приближенное решение уравнения Пуассона для данного случая даст следующее выражение для зависимости радиуса ионного пучка от координаты z вдоль оси трубки [15, 16]

 (4)

причем параметром ионного пучка, характеризующим влияние объемного заряда ионного пучка на его движение, будет величина P_U, которую по аналогии с движением интенсивных заряженных пучков в вакууме можно назвать ионным первеансом пучка и которая равна

 (5)

В выражении (5) j- плотность ионного тока; v_г- величина газовой скорости вдоль оси дрейфовой трубки.

Как видно из выражения (4), расходимость пучка полностью определяется величиной его первеанса: расходимость растет с ростом плотности ионного тока и падает при увеличении величины газовой скорости вдоль оси пучка. При этом величина ионного первеанса пучка является масштабом вдоль оси z, на котором роль расходимости ионного пучка становится значительной.

На рисунке 3 приведены рассчитанные в соответствии с выражением (4) траектории контуров осесимметричного ионного пучка для Y_a = 1 мм, Y₀ = 0,5 мм, величине расхода воздуха, протекающего через трубку дрейфа, равном 3,5 л/мин (рис. 3, а) и 1,0 л/мин (рис. 3, б), при различных значениях ионного тока, указанного у соответствующих кривых. Контуры трубки дрейфа с ее выходным расширением показаны на рис. 3 пунктирными линиями.

Рисунок 3 - Расчетные контуры осесимметричного ионного пучка в трубке дрейфа радиусом 1 мм при величине расхода воздуха 3,5 л/мин (а) и 1,0 л/мин (б)

Расчеты показывают, что через трубку дрейфа диаметром 2 мм и длинной 10 мм можно пропустить практически без потерь ионный ток не более 8∙10^-9А при расходе воздуха 3,5 л/мин. При уменьшении расхода воздуха до 1,0 л/мин этот ток уменьшается до величины 2∙10^-9А. Увеличение диаметра трубки дрейфа до 8 мм приводит к уменьшению величины ионного тока, который можно пропустить через трубку дрейфа без потерь, - до 3∙10^-10А при расходе воздуха, равном 3,5 л/мин, и до 1∙10^-10А при расходе воздуха 1,0 л/мин.Расчеты показывают, что через трубку дрейфа диаметром 2 мм и длинной 10 мм можно пропустить практически без потерь ионный ток не более 8∙10^-9А при расходе воздуха 3,5 л/мин. При уменьшении расхода воздуха до 1,0 л/мин этот ток уменьшается до величины 2∙10^-9А. Увеличение диаметра трубки дрейфа до 8 мм приводит к уменьшению величины ионного тока, который можно пропустить через трубку дрейфа без потерь, - до 3∙10^-10А при расходе воздуха, равном 3,5 л/мин, и до 1∙10^-10А при расходе воздуха 1,0 л/мин.

Таким образом, приближенные расчеты на основе уравнения Пуассона показывают, что ионный пучок, входящий в трубку дрейфа параллельно ее оси, достаточно быстро расходится из-за действия объемного заряда пучка. Причем даже при диаметре трубки дрейфа, равном 2 мм, и при расходе воздуха через трубку дрейфа, равном 3,5 л/мин, через нее может быть пропущен ионный пучок без потерь с величиной ионного тока не более 8∙10^-9А.

Соотношение (4) было получено для простейшего случая движения через трубку дрейфа ионов одного типа. Оно легко может быть модифицировано для случая движения нескольких типов ионов с различающимися значениями дрейфовой подвижности ионов. Главным результатом такого рассмотрения будет то обстоятельство, что в трубках дрейфа рассмотренного типа возможна сепарация ионов в зависимости от величины их дрейфовой подвижности, если величина общего первеанса такого пучка превышает критическое значение. В частности, это может приводить к тому, что более легкие ионы с высокой подвижностью будут преимущественно оседать на стенках трубки дрейфа.

Движение симметричного ленточного ионного пучка

Рассмотрим движение ленточного ионного пучка в ленточном зазоре постоянного сечения. Если ширина зазора равна b, а начальная ширина ленточного ионного пучка, входящего симметрично относительно среднего сечения зазора и параллельно его пластинам, равна a₀, то решение уравнения Пуассона приводит к следующему выражению для ширины ионного пучка вдоль продольной оси z ленточного зазора [15-17]:

(6)

где величина ионного первеанса пучка определяется выражением (5).

На рисунке 4 приведены результаты расчета контура ленточного ионного пучка от величины ионного тока для цилиндрического анализатора. Диаметр внутреннего электрода равен 10 мм, внешнего - 12 мм, длина анализатора 40 мм (область 1), длина пролетного пространства от анализатора до коллекторной области 10 мм (область 2). При расчете величина расхода воздуха равна 3,5 л/мин (рис. 4, а) и 1,0 л/мин (рис. 4, б), причем первоначально ионный пучок занимает половину ширины пролетного канала анализатора.

Рисунок 4 - Расчетные контуры ленточного ионного пучка при величине расхода воздуха 3,5 л/мин (а) и 1,0 л/мин (б)

Таким образом, через анализатор дрейфовой подвижности цилиндрического типа с зазором между электродами 1 мм, диаметром внутреннего электрода 10 мм, диаметром внешнего электрода 12 мм может быть без потерь пропущен ионный ток не более 5∙10^-10А при расходе газа 3,5 л/мин и ионный ток не более 1,5∙10^-11А при расходе газа 1,0 л/мин.

Движение несимметричного ленточного ионного пучка

Рассмотрим движение несимметричного ленточного ионного пучка в плоском зазоре, как показано на рис. 5. Ионный пучок имеет начальные границы по оси y равные, соответственно, a/2 и -a/2. Плоский зазор имеет координаты по оси y первоначально равные b/2 и -b/2, а затем b/2+δ и -b/2, причем потенциалы металлических пластин плоского зазора, между которыми протекает газовый поток и проходит ионный пучок, равны соответственно U₁ и U₂.

Рисунок 5 - Схема возникновения поперечного дрейфа ленточного ионного пучка при входе его в односторонне расширяющийся плоский канал

Решение уравнения Пуассона приводит к следующему выражению для ширины ленточного пуч-ка в области до расширения [15, 16]

(7)

Это выражение совпадает с выражением для ширины симметричного ленточного пучка, входящего в симметричный зазор. Однако в случае несимметричного ленточного пучка его средняя плоскость не остается параллельной оси z, а перемещается вдоль траектории, описываемой приближенным уравнением

 (8)

Из соотношения (8) видно, что при движении ленточного ионного пучка в несимметричном плоском канале возникает поперечный дрейф ионного пучка, вызываемый или геометрической несимметрией канала, или несимметрией потенциалов на стенках канала.

Если ленточный ионный пучок входит в односторонне расширяющийся ленточный канал, как показано на рис. 5, то выражение (8), по существу, описывает отклонение траектории средней плоскости ионного пучка y(z)_ИОН от траектории средней плоскости газового потока y(z)_ГАЗ. Причем поперечное дрейфовое движение ионного пучка, согласно первому слагаемому выражения (8), будет направлено в сторону, противоположную расширяющейся плоскости газового канала. Это поперечное дрейфовое движение может быть скомпенсировано вторым слагаемым выражения (8). Практически это означает, что обязательно должна быть предусмотрена возможность подачи компенсирующих потенциалов на стенки каналов в областях расширения ленточных пролетных каналов.

В отличие от симметричного ленточного ионного пучка, при движении несимметричного пучка возникает поперечный электрический ток, величина которого определяется приближенным выражением

 (9)

Применение выражения (9) для коллекторной области приборов дрейфовой подвижности показывает, что максимальный коллекторный ток может быть получен только в несимметричных конструкциях коллекторного узла и только при искусственном увеличении первеанса пучка в данной области.

Закономерности формирования дрейф-спектров в поверхностно-ионизационных дрейф-спектрометрах

Спектрометры ионной подвижности позволяют определять величину дрейфовой подвижности ионов μ₀ в области малых значений напряженности электрического поля. Однако на практике при использовании таких спектрометров для анализа органических соединений разрешающая способность приборов часто оказывается недостаточной.

Практическая важность спектрометров приращения ионной подвижности определяется принципиальной возможностью нахождения нескольких идентификационных параметров органических соединений - так называемых параметров нелинейной дрейфовой подвижности ионов. Однако, как отмечалось выше, использование для этих целей соотношения (1) с учетом экспериментальных погрешностей может вносить неоднозначность в определение указанных величин. Кроме того, использование при расшифровке экспериментальных результатов величин μ₀ , полученных для области малых значений напряженности электрического поля, может оказаться не совсем корректным.

В области малых значений напряженности электрического поля ионы между столкновениями «набирают» энергию eEl, причем

, (10)

где е - заряд электрона;

Е - напряженность электрического поля;

l - средняя длина пробега ионов между столкновениями;

k_Б - постоянная Больцмана;

T - температура.

Для «тяжелых» ионов, к классу которых относятся ионы органических молекул, их «термализа-ция» в смысле релаксации избыточной энергии eEl и релаксации среднего угла рассеяния до величины, равной θ_ср = π/2, протекает за несколько актов столкновений.

В области больших значений напряженности электрического поля, что характерно для спектро-метров приращения ионной подвижности, ионы между столкновениями также «набирают» энергию eEl, причем в данном случае

. (11)

При этом средняя энергия ионов после «термализации» не равна тепловой энергии молекул воздуха, а составляет в соответствии с [18] величину

, (12)

где М - масса молекул воздуха;

М_ион - масса ионов органических молекул.

Это означает, что «термализация» ионов в данном случае происходит за большее число столкно-вений, чем в случае малой напряженности электрического поля. Поэтому величина эффектив-ной дрейфовой подвижности ионов в области большой напряженности электрического поля μ₀₂ в общем случае будет больше величины μ₀, т.е. можно записать соотношение

, (13)

где k - константа, зависящая от массы ионов и слабо зависящая от величины напряженности электрического поля.

Действительно, отношение средней скорости хаотического движения ионов V_хаот. к скорости ∆V, приобретенной между актами столкновений, приблизительно равно

. (14)

Соотношение (14) в первом приближении и определяет угловую «термализацию» ионов в результате нескольких актов столкновений, и ее величина составляет 3 ÷ 10, причем этой же величине будет примерно соответствовать и константа k, входящая в (13).

Зависимость дрейфовой подвижности ионов органических молекул от напряженности электриче-ского поля следует рассматривать с позиций суперпозиции взаимодействий, проявляющихся при столкновениях органических молекул с молекулами воздуха по степени их малости, так как соотношение (8) не в полной мере отражает именно принцип суперпозиции взаимодействий.

Молекулы воздуха - кислород и азот - обладают нулевым собственным дипольным моментом и не нулевым собственным квадрупольным моментом. Основной вклад в сечение столкновений вносит взаимодействие электрического заряда иона органической молекулы с дипольным моментом, наведенным на молекулах воздуха. При этом и величина квадрупольного момента молекул воздуха может претерпеть изменения. Данному типу взаимодействий и отвечает величина дрейфовой подвижности ионов μ₀₂.

Помимо электрического заряда, ион органической молекулы обладает дипольным, квадруполь-ным и октупольным приведенными моментами, которые могут отличаться от соответствующих моментов нейтральных органических молекул. В трехмерном пространстве другие электрические моменты у органической молекулы отсутствуют.

Соответственно, в порядке убывания потенциалов взаимодействий можно выделить следующие их типы:

• взаимодействие дипольного момента молекулы воздуха и дипольного момента органиче-ской молекулы;
• взаимодействие дипольного момента молекулы воздуха и квадрупольного момента органической молекулы или дипольного момента органической молекулы и квадрупольного момента молекулы воздуха;
• взаимодействие дипольного момента молекулы воздуха и октупольного момента органической молекулы.

Потенциальная энергия перечисленных выше типов взаимодействий зависит только от рассто-яния между молекулой воздуха и органической молекулы. Зависимость этих типов взаимо-действий от величины напряженности электрического поля может проявиться только в одном случае - в результате влияния электрического поля на пространственную ориентацию ионов органических молекул. При этом данный процесс определяется не только величиной напряженности электрического поля, но и величинами трех моментов инерции органической молекулы, т.е. ее индивидуальным строением.

Тогда с учетом сделанных замечаний величину дрейфовой подвижности ионов можно записать в виде

, (15)

где символами α_дип., β_квадр., γ_окт. обозначены параметры, отражающие структуру органической молекулы и соответствующие разложению величины дрейфовой подвижности по малым па-раметрам с учетом принципа суперпозиции.

Для плоской дрейф-камеры или для коаксиальной дрейф-камеры, в которой величина зазора между электродами существенно меньше их радиусов, можно записать условие прохождения ионов через дрейф-камеру до коллектора ионов [15, 16]

, (16)

Где U_d - амплитуда высоковольтных импульсов;

UСМ - значение низковольтного напряжения компенсации.

В выражении (16) d = r₂ - r₁ - зазор между электродами дрейф-камеры; F_i - моменты высоковольтного импульсного электрического поля в зазоре, равные

(17)

причем форма высоковольтных импульсов U(t) для использованного нами генератора была равна

(18)

Здесь T - период импульсов генератора.

Изменение напряжения компенсации, например, с использованием генератора линейной развертки напряжения, позволяет осуществить развертку дрейф-спектра ионов, при этом каждому пику в дрейф-спектре будет соответствовать ион с определенным набором параметров μ₀₂, α_дип., β_квадр., γ_окт..

Уравнение (16) можно представить в форме, более удобной для анализа экспериментальных результатов и определения параметров нелинейной дрейфовой подвижности ионов, образовавшихся при поверхностной ионизации органических соединений

 (19)

Уравнение (19) является уравнением второго порядка, т.е. экспериментальные данные, представленные в координатах

 (20)

в зависимости от значений параметров будут горизонтальными прямыми линиями (при β_квадр. = γ_окт.. = 0), прямыми наклонными линиями (при γ_окт. = 0) или параболами (при α_дип., β_квадр., γ_окт. ≠ 0). Поэтому обработка экспериментальных данных по зависимостям смещения пиков в дрейф-спектрах от величины амплитуды импульсов высоковольтного напряжения с использованием соотношения (19) и в форме (20) позволяет однозначно и с небольшой погрешностью определить значения нелинейной дрейфовой подвижности ионов органических соединений, нормированные на значения линейной дрейфовой подвижности.

Для каждого из типов ионов величина их ионного тока I_k, зарегистрированного коллектором, будет равна [15-17]

, (21)

где I₀ - величина ионного тока при U_d = 0, A - константа, определяемая геометрией дрейф-камеры и формой высоковольтного напряжения

 (22)

Принципиальным отличием поверхностно-ионизационного дрейф-спектрометра от дрейф-спектрометров с иными типами ионизаторов органических молекул является отсутствие в со-ставе ионного пучка ионов в другом по знаку зарядовом состоянии. С одной стороны, это требует применения специальной конструкции дрейф-спектрометра для устранения эффекта расхождения ионных пучков, не скомпенсированных ионами с зарядом другого знака. С другой стороны, в данном типе дрейф-спектрометров отсутствует рекомбинация ионов в дрейф-камере. Это позволяет использовать уравнение (21) для определения величины μ₀₂.

Для сравнения, в классических дрейф-спектрометрах при увеличении амплитуды импульсов высоковольтного генератора начинается осаждение более легких и подвижных ионов фонового тока на электродах дрейф-камеры, при этом уменьшается скорость рекомбинации ионов. В итоге зависимость интенсивности пика ионов от величины амплитуды импульсов высоковольтного генератора имеет вид колокола, как видно на рис. 6, что не позволяет использовать данную зависимость для определения параметра μ₀₂. На рисунке 6 в качестве примера приведена зависимость интенсивности пика в дрейф-спектре димедрола от амплитуды импульсов высоковольтного напряжения [15].

Температура термоэмиттера составляла 480 °С. При такой температуре в составе ионного тока, помимо протонированных ионов димедрола, присутствуют кластеры на основе протонированных ионов, захватившие молекулы оксида молибдена МоО₃ и молекулы воды. Наличие большого чис-ла ионов с близкими значениями параметров нелинейной дрейфовой подвижности приводит к «слиянию» их пиков в дрейф-спектре.

В таблице 1 приведены значения дрейфовой подвижности для участков 2 ÷ 5 кривой рис. 6, определенных с использованием (21).

Рисунок 6 - Зависимость амплитуды пика в дрейф-спектре димедрола от амплитуды высоковольтных импульсов

Таблица 1 - Подвижности компонентов ионного тока димедрола в области больших значений напряженности электрического поля

Параметр/вещество	Подвижность ионов
№ участка кривой	2	3	4	5
Димедрол	12,6 ± 0,5	9,5 ± 0,5	8,2 ± 0,6	5,0 ± 0,3

Результаты, приведенные на рис. 6 и в табл. 1, показывают, что даже при отсутствии четкого разделения пиков в дрейф-спектрах, наличие нескольких типов ионов в ионном потоке может быть определено путем определения их параметров дрейфовой подвижности с использованием соотношения (21).

Подвижность иона μ₀ в воздухе атмосферного давления определяется известным соотношением [18]

 (23)

Где M = 29 - масса молекул воздуха;

M_i,n - масса иона; α - средняя поляризуемость молекул воздуха; N - число молекул воздуха в единице объема.

Аналогичное соотношение можно записать и для величины первого члена разложения (16), но с поправочным коэффициентом k для дрейфовой подвижности ионов.

Если в дрейф-спектре имеется группа ионов с близкими распределениями электрических моментов заряда и близкими значениями моментов инерции, но отличающиеся массой (например, вследствие захвата молекул воды), то отношение смещений этих ионов в дрейф-спектре составит

. (24)

Соотношение (24) позволяет расшифровать пики в дрейф-спектрах, образовавшиеся от серии «ион плюс молекулы воды», и определить массы ионов [9, 11]. И хотя разрешающая спо-собность при определении массы ионов не превышает 150, данный метод позволяет находить дополнительный идентификационный параметр органических молекул.

Термодесорбционная спектрометрия в поверхностно-ионизационных дрейф-спектрометрах

Если на поверхность носителя пробы, например металлической спирали или тканевого матери-ала, нанести тонкий слой органических молекул из их раствора, то при нагреве носителя пробы в результате процесса термической десорбции органические молекулы с потоком воздуха попадают на поверхность термоэмиттера ионов. В результате ионизации органических молекул в цепи первого коллектора дрейф-спектрометра появляется ток, соответствующий току положительных ионов органических молекул. При этом величина ионного тока будет пропорциональна величине потока органических молекул.

Процесс термической десорбции молекул органических соединений с поверхности спирали, который протекает по реакции первого порядка, можно представить уравнением

 (25)

Где Q_молек - величина потока молекул;

n - число молекул на поверхности спирали;

E_дес - энергия активации термической десорбции органических молекул при переходе их из твердой фазы в пар, что соответствует процессу сублимации органического вещества.

Если толщина слоя органических молекул на поверхности спирали мала, то ток коллектора будет иметь вид пика, что соответствует полной десорбции органических молекул с поверхности спирали.

Если нагрев спирали осуществлять с постоянной скоростью нагрева, то в максимуме потока его производная равна нулю

 (26)

Из этого вытекает соотношение, позволяющее по величине скорости нагрева спирали dT/dt и температуре максимума пика T_max термической десорбции определить значение энергии актива-ции десорбции, т.е. величину теплоты сублимации Q_субл органического соединения при температуре максимума пика [19]

 (27)

Данная методика, по существу, представляет собой новую модификацию известного метода «термической вспышки» в вакууме, но при детектировании продуктов десорбции с помощью селективного поверхностного ионизатора органических молекул в условиях воздуха атмосферного давления и позволяет определять дополнительный идентификационный параметр органических соединений - теплоту десорбции молекул с материала носителя пробы [18].

Предложенная теория позволила разработать конструкции поверхностно-ионизационных дрейф-спектрометров различных типов, защищенных патентами Российской Федерации [20-30].

Заключение

Особенности поверхностно-ионизационной дрейф-спектрометрии позволяют в принципе определять до пяти независимых физико-химических параметров органических соединений, а также качественную принадлежность органического соединения к определенному классу:

1. Величину дрейфовой подвижности μ02 в области высокой напряженности электрического поля с использованием соотношения (127);
2. Параметры нелинейной дрейфовой подвижности ионов α_дип. / μ₀₂ ,β_квадр., / μ₀₂ , γ_окт. / μ₀₂ с использованием соотношений (125) и (126);
3. Массу ионов М_i с использованием соотношения (130);
4. Знаки (плюс или минус) перед параметрами нелинейной дрейфовой подвижности ионов, которые отражают соотношение между дипольным, квадрупольным и октупольным моментами органической молекулы, пространственное расположение электрических моментов относительно центра масс молекулы и момент инерции молекулы.

1. Shvartsburg A.A. Differential Ion Mobility Spectrometry: Nonlinear Ion Transport and Fundamentals of FAIMS. 2009. - CRC Press. - 322 p.

2. Буряков И.А. Определение кинетических коэффициентов переноса ионов в воздухе как функций напряженности электрического поля и температуры [Текст] / И.А. Буряков // Журнал технической физики. - 2004. - Том 74. - Вып. 8. - С. 15-20.

3. Буряков И.А. Экспериментальное определение зависимости коэффициентов подвижности ионов в газе от напряженности электрического поля [Текст] / И.А. Буряков // Журнал технической физики. - 2002. - Том. 72. - Вып. 11. - С. 109-113.

4. Буряков И.А. Математический анализ движения ионов в газе в знакопеременном периодическом несимметричном по полярности электрическом поле [Текст] / И.А. Буряков // Журнал технической физики. - 2006. - Том. 76. - Вып. 9. - С. 16-21.

5. Xu J., Han F., Li H. Separation principle and Monte Carlo studies for differential mobility spectrometry // Int. J. Ion Mobil. Spec. - 2012. - № 15. - Рр. 91-98.

6. Spangler G.E. Theory of operation for differential ion mobility spectrometry without alpha // Int. J. Ion Mobil. Spec. - 2012. - № 15. - Pр. 109-121.

7. Elistratov A.A., Shibkov S.V., Nikolaev E.N. Determination of the non-constant component of ion mobility using the spectrometer of ion mobility increment // Eur. J. Mass Spectrom. - 2006. - Vol. 12. - № 3. - Pр. 143-151.

8. Elistratov A.A., Shibkov S.V., Nikolaev E.N. Analysis of non-linear ion drift in spectrometers of ion mobility increment with cylindrical drift chamber // Eur. J. Mass Spectrom. - 2006. - Vol. 12. - № 3. - Pр. 153-160.

9. Коржавый А.П. Методы экспериментальной физики в избранных технологиях защиты природы и человека [Текст] / А.П. Коржавый, В.И. Капустин, Г.В. Козьмин. - М.: Из-во МГТУ им. Н.Э. Баумана, 2012. - 352 с.

10. Капустин В.И. Материаловедение и технологии электроники [Текст]: учебное пособие / В.И. Капустин, А.С. Сигов. - М.: ИНФРА-М, 2014. - 427 с.

11. Капустин В.И. Поверхностно-ионизационная дрейф-спектрометрия [Текст] / В.И. Капустин, А.П. Коржавый. - М.: ИНФРА-М. - 2015. - 286 с.

12. Банных О.А. Новый подход к поверхностной ионизации и дрейф-спектроскопии органических молекул [Текст] / О.А. Банных, К.Б. Поварова, В.И. Капустин // Журнал технической физики. - 2002. - Т. 72. - Вып. 12. - С. 88-93.

13. Bannykh O.A., Povarova K.B., Kapustin V.I. New approach to the surface ionization and drift spectroscopy of the organic molecules. J. Tech. Ph., 2002, vol. 47. - № 12. - Рp. 1570-1575.

14. Банных О.А. Новый дрейф-спектрометр с поверхностной ионизацией органических молекул [Текст] / О.А. Банных [и др.] // Наукоемкие технологии. - 2002. - Т. 3. - С. 37-40.

15. Капустин В.И. Новые физические методы идентификации органических соединений с использованием поверхностно-ионизационного дрейф-спектрометра [Текст] / В.И. Капустин, К.О. Нагорнов, А.Л. Чекулаев // ЖТФ. - 2009. - Т. 79. - Вып. 5. - С. 109-116.

16. Kapustin V.I., Nagornov K.O., Chekulaev A.L. New Physical Methods of Organic Compound Identification Using a Surface Ionization Drift Spectrometer. J. Technical Physics. - 2009. - Vol. 54, No. 5. - Рp. 712-718.

17. Капустин В.И. Приборы для детектирования токсичных веществ на основе поверхностно-ионизационных наноструктурированных материалов [Текст] / В.И. Капустин, А.С. Сигов, К.О. Нагорнов // Нанотехника. - 2010. - № 4. - С. 80-85.

18. Райзер Ю.П. Физика газового разряда [Текст] / Ю.П. Райзер. - М.: Наука, 1987. - 592 с.

19. Капустин В.И. Термогравиметрические и масс-спектрометрические исследования органических носителей проб химических объектов [Текст] / В.И. Капустин [и др.] // Наукоемкие технологии. - 2009. - Том 10. - Вып. 11. - С. 75-82.

20. Патент 2293976 РФ. Поверхностно-ионизационный источник ионов органических соединений / Капустин В.И. Заявл. 30.03.2004, опубл. 20.02.2007. Б.И. № 5.

21. Патент 2293973 РФ. Источник ионов органических соединений / Капустин В.И. Заявл. 18.04.2005, опубл. 20.02.2007. Б.И. № 5.

22. Патент 2293977 РФ. Спектрометр ионной подвижности / Капустин В.И. Заявл. 21.02.2005, опубл. 10.08.2006. Б.И. № 5.

23. Патент РФ 2105379. Способ получения сплошной пленки с алмазоподобной структурой и устройство для его осуществления /Капустин В.И. и др. Заявл. 12.06.1998.

24. Патент 2293975 РФ. Блок коллектора ионов спектрометра ионной подвижности / Капустин В.И. Заявл. 30.03.2004, опубл. 20.07.2007. Б.И. № 5.

25. Патент 2293974 РФ. Спектрометр дрейфовой подвижности ионов / Капустин В.И. Заявл. 18.04.2005, опубл. 20.07.2007. Б.И. № 5.

26. Патент 2293978 РФ. Блок коллектора спектрометра дрейфовой подвижности ионов / Капустин В.И. Заявл. 18.04.2005, опубл. 20.02.2007. Б.И. № 5.

27. Патент 2354963 РФ. Способ идентификации органических молекул / Капустин В.И. Заявл. 08.11.2007, опубл. 10.05.2009. Б.И. № 13.

28. Патент 2390748 РФ. Система для дистанционного отбора и анализа воздушных проб с поверхности и из негерметизированных объектов / Капустин В.И. Заявл. 22.12.2008, опубл. 27.05.2010. Б.И. № 15.

29. Патент 2327982 РФ. Генератор потока пара органических веществ / Капустин В.И. Заявл. 25.12.2006, опубл. 27.06.2008. Б.И. № 18.

30. Патент 2447429 РФ. Система для дистанционного отбора и анализа воздушных проб / Капустин В.И. Заявл. 22.12.2010, опубл. 10.04.2012. Б.И. № 10.