Entwicklung eines neuartigen kryogenen 22-Pol Ionenfallenspektrometers (BerlinTrap) und spektroskopische Analyse von isolierten Flavinionenkomplexen [original]

Entwicklung eines neuartigen kryogenen 22-Pol

Ionenfallenspektrometers (BerlinTrap) und

spektroskopische Analyse von isolierten Flavin-

ionenkomplexen

vorgelegt von

Dipl.-Phys.

Alan Günther

geb. in Prenzlau

von der Fakultät II - Mathematik und Naturwissenschaften

der Technischen Universität Berlin

zur Erlangung des akademischen Grades

Doktor der Naturwissenschaften

– Dr.rer.nat. –

genehmigte Dissertation

Promotionsausschuss:

Vorsitzender: Prof. Dr. Mario Dähne

Gutachter: Prof. Dr. Otto Dopfer

Gutachter: Prof. Dr. Stephan Schlemmer

Tag der wissenschaftlichen Aussprache: 17. März 2017

Berlin 2017

Eidesstattliche Erklärung

Hiermit versichere ich, dass ich die vorliegende Arbeit selbstständig verfasst und

keine anderen als die angegebenen Quellen und Hilfsmittel benutzt habe. Alle Aus-

führungen, die anderen veröffentlichten oder nicht veröffentlichten Schriften wörtlich

oder sinngemäß entnommen wurden, habe ich kenntlich gemacht.

Die Arbeit hat in gleicher oder ähnlicher Fassung noch keiner anderen Prüfungsbe-

hörde vorgelegen.

________________________ ______________________

Ort, Datum Unterschrift

Inhaltsverzeichnis

Abkürzungsverzeichnis ............................................................................................ 1

Einführende Worte ................................................................................................... 3

Teil I

Entwicklung des Tandemmassenspektrometers mit kryogener 22-Pol Falle

(BerlinTrap) ............................................................................................................ 8

1.Einleitung .............................................................................................................. 9

2.Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten ............................................ 13

2.1 Elektrospray-Ionisationsquelle mit Mini-Quadrupol .................................. 13

2.2 Hexapol-Falle und Reaktionszelle............................................................ 24

2.3 Quadrupol-Massenspektrometer ............................................................. 26

2.4 Oktupol-Ionenleiter .................................................................................. 35

2.5 Kryogene 22-Pol Ionenfalle...................................................................... 37

2.6 Reflektron-Flugzeitmassenspektrometer (ReTOFMS) ............................. 46

2.7 Zeitlicher Ablauf des BerlinTrap-Experiments .......................................... 57

2.8 Transfer von der 22-Pol Falle zum ReTOFMS ......................................... 59

2.9 Design der Radiofrequenzgeneratoren für MiniQP und 22-Pol ................ 64

2.10 Vakuumerzeugung und Gasversorgung................................................... 72

2.11 Lasersysteme .......................................................................................... 75

2.12 Signalerzeugung und Datenerfassung ..................................................... 82

3. Die Leistungsfähigkeit der BerlinTrap-Apparatur ................................................ 84

3.1 Ionentemperaturmessung mittels UVPD-Spektroskopie an H+Tyrosin ..... 84

3.2 Bildung von HenH3O+ und HenNa+ Komplexen im 22-Pol ......................... 88

3.3 IRPD an H+Benzaldehyd-Ar Komplexen .................................................. 92

4. Zusammenfassung und Ausblick ....................................................................... 95

Teil II

Spektroskopische Analyse von protonierten und metallierten Flavinen in der

Gasphase ............................................................................................................. 98

1. Einleitung ........................................................................................................... 99

2. Experimentelle Methoden und theoretische Analyseverfahren ......................... 103

2.1 Infrarot-Photodissoziation (IRMPD, IRPD) ............................................. 105

2.2 UV-VIS Photodissoziation ...................................................................... 110

2.3 Das FT-ICRMS Experiment am FELIX................................................... 114

2.4 Quantenchemische Modellierung .......................................................... 117

3. Strukturanalyse protonierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD............... 121

3.1 Protoniertes Lumichrom ......................................................................... 124

3.2 Protoniertes Lumiflavin .......................................................................... 126

3.3 Protoniertes Riboflavin ........................................................................... 129

3.4 Protoniertes Flavinmononukleotid .......................................................... 132

3.5 Einfluss der Protonierung auf die Struktur und Ladungsverteilung ......... 136

3.6 Zusammenfassung ................................................................................ 141

4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD ............... 143

4.1 Alkalimetallionen-Lumichrom-Komplexe ................................................ 144

4.2 Münzmetallionen-Lumichrom-Komplexe ................................................ 153

4.3 Magnesium-Lumichrom-Komplexe ......................................................... 157

4.4 Alkalimetallionen-Lumiflavin-Komplexe .................................................. 160

4.5 Münzmetallionen-Lumiflavin Komplexe .................................................. 174

4.6 Zusammenfassung: ............................................................................... 178

5. Elektronische Spektroskopie an kalten protonierten und metallierten Lumichrom

............................................................................................................................ 181

5.1 Elektronische Spektroskopie an protoniertem Lumichrom ...................... 183

5.2 Elektronische Spektroskopie an Alkalimetallion-Lumichrom Komplexen 186

5.3 Zusammenfassung ................................................................................ 192

Teil III

Zusammenfassung und Ausblick ..................................................................... 193

1.Zusammenfassung ........................................................................................... 194

2.Ausblick ............................................................................................................ 198

3.Literaturverzeichnis ........................................................................................... 202

Eigene Publikationen ........................................................................................... 218

Danksagung ......................................................................................................... 219

Anhang A .................................................................................................................. I

Anhang B ................................................................................................................ III

Anhang C ............................................................................................................. XVI

Anhang D ............................................................................................................ XXX

Abkürzungsverzeichnis

FEL Freie-Elektronen-Laser

FELIX Freie-Elektronen-Laser für Infrarot Experimente

FMN Flavinmononukleotid

FT-ICRMS Fouriertransformation-Ionenzyklotronresonanz-Massenspektrometer

H+FMN protoniertes Flavinmononukleotid

H+LC protoniertes Lumichrom

H+LF protoniertes Lumiflavin

H+RF protoniertes Riboflavin

HWB Halbwertsbreite

IRMPD Infrarot-Multiphotonendissoziation

IRPD Infrarot-Photodissoziation

LC Lumichrom

LF Lumiflavin

M+FL Metallion-Flavinkomplex

M+LC Metallionen-Lumichrom-Komplex

M+LF Metallionen-Lumiflavin-Komplex

MCP Mikrokanalplattendetektor (Microchannel Plate)

MiniQP Miniatur Quadrupol

OPO optisch parametrischer Oszillator

PA Protonenaffinität

QPMS Quadrupol-Massenspektrometer

ReTOFMS Reflektron-Flugzeitmassenspektrometer

RF Riboflavin

TK Transferkapillare

TOFMS Flugzeitmassenspektrometer (Time of Flight Mass Spectrometer)

UVPD Photodissoziation durch ultraviolettes Licht

UV-VIS ultraviolett-sichtbar (visible)

Einführende Worte

Das tiefe Verständnis des Lebens, das wir heute haben, wäre nicht möglich ohne

die Kenntnis der Funktionsweise der kleinsten Lebensbausteine. Viel Forschungs-

arbeit aus verschiedenen Zweigen der Wissenschaft, wie der Physikalischen Bio-

chemie,1 der Biophysik2 sowie der Physikalischen Chemie von Biomolekülen3 wurde

bereits getätigt, um dem vollständigen Verständnis fundamentaler biologischer Pro-

zesse, und somit dem des Lebens, immer näher zu kommen.

Diese Doktorarbeit reiht sich in diesen Grenzbereich zwischen Physik und Chemie

sowie zum Teil auch der Biologie ein, indem hier die Strukturen und die daraus fol-

genden grundlegenden Zusammenhänge von biologisch besonders relevanten Fla-

vinmolekülen untersucht werden. Diese in der Natur weitverbreiteten gelben (lat.:

flavus) Farbstoffe sind dabei durch ihre vielseitigen Eigenschaften in unterschiedli-

chen biologischen Prozessen zu finden.

Allen Flavinen liegt der Grundbaustein d 7,8-Dimethyl-10-isoalloxazin, auch bekannt

als iso-Lumichrom (iso-LC), zu Grunde (Abbildung 0.1). Der prominenteste Vertreter

dieser Familie ist das Riboflavin (RF), besser bekannt als Vitamin B2, welches u. a.

als Vorstufe für Flavinmononukleotid (FMN) dient. FMN ist wiederum ein Cofaktor

des u.a. in der Atmungskette wichtigen Enzyms NADH-Dehydrogenase.

Abbildung 0.1. zeigt elementare Vertreter der Stoffklasse der Flavine. Diese Farbstoffe

bestehen aus einem Chromophor, der Licht sowohl im UV als auch im visuellen Spektrum

absorbiert und der funktionellen Gruppe, die von iso-Lumichrom (H) über Lumiflavin (Me-

thylgruppe) und dem Riboflavin (Ribitylgruppe) zum Flavinmononukleotid (Ribitylphosphat-

gruppe) in ihrer Komplexität stetig zunimmt.

Einführende Worte

Lumiflavin (LF) wiederum ist ein Photofragmentationsprodukt von Riboflavin

(Abbildung 0.1). Das vielfältige Auftreten der Flavine in der Natur lässt sich dadurch

erklären, dass sie in drei unterschiedlichen Oxidationszuständen vorkommen, dem

oxidierten (Flavochinone), dem einfach reduzierten (Flavosemichinone) und dem

vollständig reduzierten Zustand (Flavohydrochinone). Zusätzlich kommen sie in der

Natur in allen drei Ladungszuständen vor, nämlich in Form von protonierten-, neut-

ralen- oder anionischen Flavinen.4,5 Des Weiteren absorbieren sie Photonen in ei-

nem sehr breiten Bereich des optischen Spektrums bis weit hinein ins Ultraviolette.

Dabei variieren die spektroskopischen Eigenschaften, wie etwa optische Resonan-

zen und Bandenmaxima, sehr sensitiv bei Veränderungen der Oxidationsstufen und

Ladungszustände. Durch diese Eigenschaft wirken z. B. flavinhaltige Domänen in

speziellen Lichtrezeptoren von Pflanzen und Algen (Phototropinen) als auch in

Blaulichtrezeptoren einiger Pilze als lichtsammelnde Module.6,7 Außerdem helfen

Flavine als wichtige Bestandteile von Flavoproteinen z. B. bei der Reparatur von

DNA,8 dienen als Katalysatoren bei der Oxidation von Glukose in GOx-Enzymen

und sind im Redoxzyklus der Atmungskette als Elektronendonatoren und -

akzeptoren involviert.9 Diese Beispiele demonstrieren die vielfältigen (pho-

to)chemischen Eigenschaften und machen Flavine zu einer der am vielfältigsten

auftretenden Stoffgruppen in der Natur mit überragender Wichtigkeit für viele biolo-

gische Prozesse und Phänomene. Dies erkannte bereits Paul Karrer, der für seine

Arbeiten u. a. an Flavinen 1937 den Nobelpreis für Chemie erhielt.10

An Flavinen und deren Eigenschaften wird bereits intensive Forschungsarbeit ge-

leistet. Hierbei kommen u. a. verschiedenste spektroskopische Methoden zum Ein-

satz, um die Zusammenhänge zwischen Struktur und Reaktivität zu untersuchen.

Diese Messungen werden zumeist an sich in Lösung befindenden oder in Pellets

gepressten Flavinen durchgeführt.11–19 Im festen Zustand wechselwirken benach-

barte Teilchen miteinander, was zu teilweise starker Beeinflussung der spektrosko-

pischen Eigenschaften führt. Das Gleiche passiert in gelöster Form, wo das Lö-

sungsmittel die Molekülstruktur und somit auch die optischen Eigenschaften beein-

flusst. In der Gasphase treten solche störenden Effekte hingegen nicht auf. Elemen-

tare Merkmale von Flavinen, wie deren Grundzustandsstruktur, Stabilität, sowie

energetische Potentialflächen können somit am besten in diesem Zustand analy-

siert werden. Hierdurch werden das Verhalten und die Struktur der reinen, isolierten

Substanz zugänglich.

Ein mächtiges Werkzeug zur Untersuchung der Strukturen sowie der energetischen

Eigenschaften von Molekülen in der Gasphase ist die Kombination aus Massen-

spektrometrie, Spektroskopie und quantenchemischen Rechnungen.20,21 Liegen die

Moleküle zudem im ionischen Zustand vor, lassen sie sich sehr leicht fangen, mani-

pulieren und untersuchen. Da jedoch selbst die maximal mögliche Ionendichte auf-

grund der Coulomb-Abstoßung in der Regel nicht ausreicht, um direkte Absorpti-

onsmessungen zu realisieren, bedient man sich indirekt messbarer Konsequenzen

nach einer Photonenabsorption.22 Die Photodissoziation erweist sich hier als eine

sehr effiziente Art, selbst bei sehr geringen Ionenkonzentrationen spektroskopische

Informationen zu erhalten, weswegen sie auch für diese Dissertation angewendet

wird.22,23

Zur Erzeugung verschiedenster Flavinionenkomplexe bietet sich zudem die Elektro-

spray-Ionisation (ESI) an. In Kombination mit einem Massenspektrometer ist somit

die Generierung und anschließende spektroskopische Untersuchung komplexer

Aggregate fragiler Molekülionen, mit Bindungen mehrerer Liganden, sog. Cluster,

möglich, weswegen für deren Erfindung auch der Nobelpreis verliehen wurde.24

Auch der Einfluss eines Lösungsmittels lässt sich schrittweise beobachten, indem

sukzessive Moleküle des Lösungsmittels an das zu untersuchende Ion angelagert

werden.25

Die spektroskopische Untersuchung von biologischen Molekülen, vorrangig von

Aminosäuren26,27 sowie die aus ihnen gebildeten Peptide und Proteine,28,29 DNA und

deren Bestandteile30–32 sowie von Kohlenhydraten33,34 wird aktuell sehr intensiv be-

trieben und stellt deswegen ein sehr attraktives Forschungsfeld dar.35–37 Dagegen

werden spektroskopische Experimente an isolierten Flavinmolekülen, welche eben-

falls eine wichtige biologische Molekülklasse darstellen wegen der schwierigen Prä-

parierung bisher kaum durchgeführt.38–40

Aus diesem Grund liegt das Hauptziel dieser Dissertation in der spektroskopischen

Untersuchung von Flavinmolekülionen in der Gasphase und der anschließenden

Interpretation der erhaltenen Spektren. Erste Messungen wurden an der Freie-

Elektronen-Laser-Einrichtung FELIX in Nieuwegein in den Niederlanden durchge-

führt. Hier wurden die ersten jemals gemessenen IR Absorptionsspektren von Fla-

vinen in der Gasphase aufgenommen.

In dem Experiment werden die zu untersuchenden Flavine durch Elektrospray-

Ionisation in die Gasphase überführt und in einem Fouriertransformation-

Ionenzyklotronenresonanz-Massenspektrometer (FT-ICRMS) selektiert und gespei-

chert. Anschließend werden die gefangenen Ionen mittels sehr intensiver durch-

stimmbarer Infrarotstrahlung des Freie-Elektronen-Lasers (FEL) bestrahlt, was nach

resonanter Absorption mehrerer Photonen zur Dissoziation der Molekülionen führt.

Durch Detektion der Fragmentation, welche abhängig von der Laserwellenlänge ist,

entsteht somit ein Photodissoziationsspektrum. Diese als Infrarot Multiphotonen-

Einführende Worte

Dissoziations-Spektroskopie (IRMPD) bezeichnete Technik besitzt den Vorteil, dass

die generierten Spektren ohne zusätzliches Botenatom bzw. Molekül erzeugt wer-

den können. Ein Nachteil dieses speziellen Experiments ist, dass die gewonnenen

Spektren bei Raumtemperatur aufgenommen werden. Dies kann zu nicht ausrei-

chend aufgelösten Spektrallinien führen, was die anschließende Interpretation er-

schwert. Um dies zu umgehen und um zudem mehr über die elektronische Struktur

bzw. das Absorptionsverhalten im sichtbaren und im UV-Bereich zu lernen, bedarf

es elektronischer Spektren kalter Moleküle. Da Flavine jedoch Feststoffe sind, ist

eine Präparierung von kalten Flavinionen und deren Komplexen mittels Überschall-

expansion sehr schwer bis gar nicht möglich. Aus diesem Grunde musste eine Al-

ternative für das zu Beginn dieser Arbeit in der AG Dopfer vorhandene Quadrupol-

Oktupol-Quadrupol-Tandemmassenspektrometer21,41 gefunden werden. Dies führte

zur Entwicklung einer neuen Apparatur, die es ermöglicht Flavinionen in die Gas-

phase zu überführen und diese so abzukühlen, dass hochaufgelöste Spektren ge-

messen werden können. Geplant wurde somit eine universelle Apparatur zur Spekt-

roskopie von Molekülionen, insbesondere von Biomolekülen. Um dies zu realisie-

ren, bot sich als Ionisationsmethode, wie schon bei den IRMPD Messungen zuvor,

die Elektrospray-Ionisation an. Mit dieser ist es nämlich möglich, selbst große und

fragile Feststoffmoleküle, die sich in geeigneten Flüssigkeiten auflösen lassen, ge-

laden in die Gasphase zu überführen. Die so generierten Ionen können anschlie-

ßend durch Puffergaskühlung in einer kryogenen Multipol-Ionenfalle heruntergekühlt

werden. Somit stand der Plan zum Bau eines Spektrometers, indem eine ESI-

Quelle mittels eines Quadrupol-Massenspektrometers (QPMS) an eine kryogene

22-Pol Ionenfalle gekoppelt wird. Die im 22-Pol gefangenen und gekühlten Molekü-

lionen(-Komplexe) sollen durch resonante Absorption intensiver Laserbestrahlung

dissoziieren. Ein nachgeschaltetes orthogonal zur Ionenflugrichtung ausgerichtetes

Flugzeitmassenspektrometer (TOFMS engl. time-of-flight) soll hierbei alle entstan-

denen Fragmentionen, die bei einem Laserbeschuss entstehen, simultan und mas-

senaufgelöst detektieren, was in Kombination mit einer 22-Pol Ionenfalle bisher ein-

zigartig ist.

Die Planung, Entwicklung sowie der Aufbau dieser Apparatur liegt im Fokus dieser

Dissertation, weswegen der Teil I. dieser Arbeit der Konstruktion und Charakterisie-

rung dieses 4K-ESI-QPMS-22-Pol-ReTOFMS-Ionenfallen-Spektrometers, im Fol-

genden als BerlinTrap bezeichnet, gewidmet ist. In diesem Abschnitt wird zudem

gezeigt, welche Messmethoden in Zukunft mit dieser Apparatur möglich sein wer-

den und diese anhand von bereits ersten Charakterisierungsmessungen demons-

triert.

Teil II (Kapitel.II.3-II.5) behandelt die im Rahmen dieser Arbeit entstandenen neuen

Erkenntnisse bezüglich der untersuchten ionischen Flavin-Komplexe. Die durchge-

führten Messungen hierzu wurden zum einen am FT-ICRMS Experiment der Freie-

Elektronen-Laser Einrichtung FELIX in Nieuwegein durchgeführt, zum anderen mit

der für diese Dissertation errichteten 22-Pol Fallen Apparatur. Um die hier gewon-

nenen Ergebnisse wissenschaftlich interpretieren zu können, wird in diesem Ab-

schnitt sowohl auf die angewandten experimentellen Verfahren, als auch auf die

darauffolgende Analyse mittels quantenchemischer Berechnungen vertieft einge-

gangen. Anschließend erfolgen die Interpretationen und Analysen der Messergeb-

nisse sowie die sich hieraus ergebenden Schlussfolgerungen.

Eine Zusammenfassung der wesentlichen Ergebnisse sowie ein Ausblick auf weiter-

führende Arbeiten erfolgt als Abschluss dieser Dissertation in Teil III.

Teil I

Entwicklung eines Tandemmassenspektrometers mit kryo-

gener 22-Pol Falle (BerlinTrap)

1. Einleitung

Spektroskopische Untersuchungen von molekularen Ionen sind von zentraler Be-

deutung für eine Vielzahl wissenschaftlicher Bereiche, wie der Tieftemperaturphy-

sik, der Astrochemie, der physikalischen Chemie oder der Biochemie. Die hier ent-

wickelten spektroskopischen Methoden angewendet auf Moleküle mit biologischer

Relevanz haben sich als sehr wichtiges Werkzeug für das Verständnis fundamenta-

ler (bio-)chemischer Wechselwirkungen herausgestellt.37,42–52 Oft ist es notwendig,

diese spektroskopischen Studien bei tiefen Temperaturen durchzuführen, um mög-

lichst detaillierte Informationen über die geometrischen sowie die elektronischen

Strukturen der untersuchten Ionen und deren Komplexe zu erhalten45,52. Für die

Präparierung kalter Ionen ergeben sich mehrere Möglichkeiten, wie die Kühlung in

kryogenen Fallen mit Hilfe eines Puffergases (meist He oder H2)44–47,53–62 oder der

erst kürzlich entwickelten Technik des Fangens von Ionen in supraflüssigen Helium-

Tropfen.63–66 Aber auch die Generierung kalter geladener Teilchen in einer Über-

schallexpansion ins Vakuum stellt eine traditionelle Möglichkeit hierfür dar.43,67–72

Die zuletzt erwähnte Technik wird in der AG Dopfer bereits langjährig erfolgreich

angewendet.73–78 Ein Trägergas (z. B. He, Ne, Ar, Kr, N2), wird dabei unter hohem

Druck (3–40 bar) adiabatisch in das Vakuum expandiert, wobei sich das Gas stark

abkühlt. Die zu untersuchenden Moleküle werden dabei, noch bevor es zur Expan-

sion kommt, dem Trägergas aus einem Reservoir zum Teil durch Heizen zugeführt.

Nach dem Übergang ins Vakuum erfolgt die Ionisation durch Elektronenbeschuss

quer zur Flugrichtung des sich ausbildenden Molekularstrahles. Eine anschließende

Massenselektion durch ein QPMS sorgt für die Präparierung des mittels Photodis-

soziation zu untersuchenden Molekülionenkomplexes (Kapitel II.2.1.) Die beschrie-

bene experimentelle Methode kann für eine Vielzahl von Molekülgruppen angewen-

det werden. Sie findet jedoch ihre Grenzen bei sehr fragilen Molekülen, die bei

Elektronenbeschuss zur massiven Fragmentierung neigen, sowie bei Feststoffen

und Flüssigkeiten mit sehr niedrigem Dampfdruck. Die für diese Arbeit zu untersu-

chenden Flavinmoleküle besitzen diese Eigenschaften. Sie sind zum Teil thermisch

fragil und verdampfen erst bei Temperaturen oberhalb 300 °C, wobei sie sich vorher

zersetzen (RF beginnt z. B. zwischen 278 und 282°C an zu schmelzen, bei gleich-

zeitiger thermischer Dekomposition79). Um diese Schwierigkeiten zu umgehen, ist

es möglich, Moleküle mittels Elektrospray zu ionisieren und in die Gasphase zu

überführen.24,80 Die Funktionsweise einer ESI-Quelle wird in Kapitel l.2.1 beschrie-

ben. Dabei stellt sich das Elektrospray als eine besonders effektive Form der Ionisa-

I.1 Einleitung

tion dar, mit der es gelingt, selbst sehr fragile, große Molekülkomplexe bis hin zu

einzelnen Viren81 geladen ins Vakuum zu überführen. Hierbei ist es möglich Ionen

mit einer energetischen Verteilung entsprechend der Raumtemperatur (300 K) zu

erzeugen. Spektroskopie an solchen Ionen jedoch führt, durch die hieraus folgende

vielfältige Besetzung von Rotations- und Vibrationsniveaus, zu ungenügend aufge-

lösten Spektren. Um die Ionen anschließend kühlen zu können, bietet sich die

Technik der Puffergaskühlung in einer kryogenen Ionenfalle an. Hierbei agiert das

Puffergas als thermisch leitendes Medium zwischen den kalten Fallenwänden und

den gefangenen Ionen. Dadurch werden nicht nur die inneren Freiheitsgrade der

Ionen reduziert, sondern auch deren mittlere kinetische Energie verringert. Gleich-

zeitig kann diese Methode dazu benutzt werden, eine hohe Zahl von Ionen in einer

solchen Falle zu fangen, welche nur durch die Raumladungsgrenze

(≤ 107 Ionen/cm3)22 limitiert ist.

Abbildung I.1.1. Das BerlinTrap Experiment: Ionen werden in der ESI-Quelle erzeugt und in

den MiniQP geleitet. Nachdem sie dort auf 300 K thermalisieren, werden sie durch eine/n

Hexapol-Ionenleiter/Reaktionszelle geleitet. Im anschließenden QPMS wird das gewünschte

Molekülion herausgefiltert und gelangt anschließend über den Oktupol Ionenleiter in die

kryogene 22-Pol Falle, welche auf einen geschlossenen 4 K Kryostaten montiert ist. Hier

werden die Ionen gefangen und mittels Puffergaskühlung heruntergekühlt. Die anschließen-

de Laserbestrahlung durch den IR bzw. UV-VIS-OPO führt bei resonanter Photonenabsorp-

tion zu einer Fragmentierung der Ionen (-komplexe). Resultierende Fragmentationsprodukte

werden im ReTOFMS detektiert. Mit Hilfe des Channeltrons können die im QPMS selektier-

ten Massen detektiert werden, ohne den gesamten Aufbau bis zum ReTOFMS passieren zu

müssen.

In der Praxis werden hauptsächlich zwei verschiedene Arten kryogener Fallen mit

Puffergaskühlung verwendet, die mit unterschiedlichsten Ionenquellen kombiniert

werden. Das sind zum einen lineare Multipolfallen45–47,52,54,56,82–88 und Ringelektro-

nenfallen,89–91 zum anderen 3D-Paul Fallen.44,45,53,84,92,93 Bevor Ionen in die Falle

geleitet und nachdem sie wieder extrahiert werden, bedarf es zur weiteren Analyse

häufig einer Massenselektion, da die in der Falle gekühlten Ionen durch anschlie-

ßende Reaktionen, wie photo- bzw. stoßinduzierte Fragmentation, verändert wer-

den können. Aus diesem Grund werden vor allem lineare Fallen (mit 4, 6, 8 16 oder

22 Elektroden) häufig mit einem oder mehreren Massenspektrometern kombi-

niert.45–47,52,54,56,82–88 Jedoch können, sofern ein QPMS für den Ionennachweis nach

der Falle eingesetzt wird, nicht alle Reaktionsprodukte simultan in einem Messzyk-

lus detektiert werden. Das Auffinden der Vielzahl von Fragmenten, die bei der Pho-

todissoziation großer Biomoleküle in der Regel entstehen, wird somit zu einer sehr

komplexen Aufgabe. Dies ist jedoch von bedeutendem Interesse, denn deren Ver-

teilung kann Rückschlüsse über die Fragmentationswege einer Spezies bzw. ein-

zelner Isomere geben84,94. Einige Forschungsgruppen lösen dieses Problem indem

sie eine 3D-Paul-Falle,44,45,53,84,92,93,95 eine Ringelektrodenfalle89–91 oder auch eine

planare Multipolfalle96,97 an ein nachgeschaltetes Flugzeitmassenspektrometer kop-

peln. Hier werden typische Ionentemperaturen von 10-50 K erreicht. Auch die Kom-

bination einer kryogenen Hexapolionenfalle (26 K) in Verbindung mit einem Fourier-

transformations-Ionenzyklotronresonanz-Massenspektrometer (FT-ICRMS) wird zur

Spektroskopie von Ionenkomplexen genutzt.98 Für lineare Multipolfallen hingegen

werden bisher Temperaturen von 10 K in einem 22-Pol87, 10-20 K in einer Quadru-

pol-99,100 und 4 K in einer Drahtvierpolfalle46 erreicht.

Die Kopplung einer linearen Multipolfalle, insbesondere eines 22-Pols an ein ortho-

gonal zur Ionenflugrichtung angeordnetes Reflektron-TOFMS (ReTOFMS) wird,

soweit bekannt, erstmals für diese Dissertation entwickelt und erfolgreich angewen-

det. Diese Kombination erlaubt die simultane Detektion aller bei der Photodissozia-

tion resultierenden Fragmentionen und zwar bei sehr tiefen Ionentemperaturen in

der 22-Pol Falle und bei prinzipiell hoher Massenauflösung der Fragmentationska-

näle im ReTOFMS. Aus diesem Grund wird diese neuartige Kombination als die

bestmögliche für die spektroskopische Analyse von Molekülionen und deren Kom-

plexe (hier speziell Flavinen) gewählt.

Die aus den Planungen entstandene BerlinTrap-Apparatur (Abbildung I.1.1) besteht

aus einer Elektrosprayquelle, die zusammen mit einem kleinen Quadrupol (MiniQP)

eine Einheit bildet. An Letzteren ist ein Hexapol-Ionenleiter gekoppelt. Dieser ist mit

einer Metallhülle versehen, um ihn optional als Puffergas- und Reaktionszelle nut-

zen zu können. Ein nachfolgendes QPMS dient zur Massenselektion der gewünsch-

ten Molekülionen. Diese werden anschließend über einen Quadrupolumlenker ent-

weder auf einen Channeltron-Detektor geleitet (hier erfolgt die Analyse der ESI Pro-

dukte) oder aber über einen Oktupol-Ionenleiter in Richtung 22-Pol Falle gelenkt, in

I.1 Einleitung

der sie gefangen und gekühlt werden. Nach dem Aufenthalt im 22-Pol werden die

Ionen in Richtung eines orthogonalen ReTOFMS transportiert. Die Bestrahlung der

Ionenwolke erfolgt idealerweise im Extraktionsbereich des ReTOFMS. Die hier ent-

stehenden Fragmentationsprodukte werden abschließend am Vielkanalplattende-

tektor (MCP) des ReTOFMS massenaufgelöst detektiert. Die resultierende Appara-

tur ist so konfiguriert, dass sie in Kombination mit den zur Verfügung stehenden

unterschiedlichen transportablen Lasersystemen (UV-VIS-, und IR-OPOs, Farbstoff-

laser) eine Vielzahl laserspektroskopischer Untersuchungen an verschiedensten

Ionenkomplexen ermöglicht.

Teil I dieser Dissertation befasst sich mit der Planung, dem Aufbau und der Entwick-

lung einzelner Komponenten für die BerlinTrap-Apparatur. In Kapitel I.2 werden die

einzelnen Komponenten detailliert vorgestellt, während in Kapitel I.3 Messergebnis-

se beschrieben werden, die die Leistungsfähigkeit der Apparatur demonstrieren. Die

gewonnenen Ergebnisse werden in Kapitel II.4 zusammengefasst und ein Ausblick

auf weiterführende Arbeiten gegeben.

2. Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Dieses Kapitel behandelt die Planung und den Aufbau der einzelnen Komponenten

der errichteten BerlinTrap-Apparatur (Abbildung I.1.1.). Dabei werden die Beson-

derheiten der einzelnen Elemente und ihrer technischen Umsetzung beschrieben,

sowie eine kurze theoretische Einführung ihrer Funktionsweisen gegeben. Des Wei-

teren werden Testmessungen dargestellt, welche die Funktions- und Leistungsfä-

higkeit der einzelnen Komponenten nachweisen. Die Reihenfolge folgt dabei dem

Weg der Ionen durch die Apparatur, angefangen bei der ESI-Quelle mit MiniQP

über den Hexapol, den QPMS mit Umlenker, den Oktupol, der 22-Pol Falle bis hin

zum ReTOFMS. Anschließend wird die zeitliche Abfolge des Experimentes be-

schrieben. Diesem folgt ein Abschnitt, indem auf die Herstellung der Radiofre-

quenzgeneratoren einiger Multipolfallen (MiniQP und 22-Pol) eingegangen wird.

Schließlich wird beschrieben, welche Strategien bei der Vakuumerzeugung sowie

der Gasversorgung gewählt wurden. Abschließend werden die verwendeten Laser-

systeme vorgestellt und es wird auf das gesamte Signalverarbeitungssystem inclu-

sive der verwendeten Ionendetektoren eingegangen.

2.1 Elektrospray-Ionisationsquelle mit Mini-Quadrupol

Dieser Abschnitt befasst sich mit der in der BerlinTrap-Apparatur eingesetzten ESI-

Quelle. Diese besitzt die Möglichkeit, große und fragile Moleküle zu ionisieren, die

auf herkömmlichen Weg schwer bis gar nicht in die Gasphase zu überführen sind.

Hierbei scheint der Größe der zu ionisierenden Spezies fast keine Grenze gesetzt

zu sein. Masse-zu-Ladung-Verhältnisse (m/z) von 105 stellen keine Hürde dar.101

Die Ausführung einer solchen Quelle kann in vielfältiger Weise umgesetzt werden,

wobei das Grundprinzip jedoch immer erhalten bleibt (Abbildung I.2.1.).

Jede ESI-Quelle besteht aus einer spitzen Kapillare, an der gegenüber einer Ge-

genelektrode eine hohe elektrische Spannung im kV Bereich angelegt wird. In die-

ser Kapillare befindet sich eine Lösung mit der zu ionisierenden Analytspezies.

Durch die hohe Spannung zwischen Sprühkapillare und Gegenelektrode und dem

daraus resultierenden hohen elektrischen Feld Es kommt es zu einer elektrophoreti-

schen Trennung der sich in der Lösung befindenden Ladungsträger. Dies führt zu

einer hohen Ladungskonzentration an der Kapillarenspitze. Die Ladungsträger

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

selbst sind in der Regel durch eigendissoziative Vorgänge bereits in der Lösung

enthalten, können aber durch Zugabe dissoziationsfördernder Chemikalien wie Säu-

ren, Basen, Salze und anderer Verbindungen vervielfacht werden.

Abbildung I.2.1. Schema zur Beschreibung des ESI-Prozesses. Bei der Elektrosprayionisa-

tion werden mittels Hochspannung aus einer sich in einer Sprühkapillare befindlichen Ana-

lytlösung kleine hochgeladene Tröpfchen emittiert, die auf dem Weg zur Gegenelektrode

durch Lösungsmittelverdampfung schrumpfen. Ab einer gewissen Ladungsdichte kommt es

entweder zur Coulombexplosion (CRM Modell) oder zur Emission einzelner Ionen bzw.

Cluster (IEM). Dieser Vorgang wiederholt sich mehrfach. Über die Transferkapillare werden

die erzeugten (nackten) Ionen dann ins Vakuum überführt.

Durch die hohe Feldstärke an der Spitze der Sprühkapillare werden diese Ladungs-

träger von der Gegenelektrode angezogen, können die Lösung jedoch nicht auf

direktem Weg verlassen. Durch die Oberflächenspannung im Gleichgewicht gehal-

ten, bildet die hochgeladene Flüssigkeit aufgrund der elektrostatischen Anziehung

einen sogenannten Taylorkonus (Abbildung I.2.1). An dessen Spitze wiederum er-

höht sich die Ladungsträgerkonzentration so stark, bis die Anziehungskraft die

Oberflächenspannung übersteigt und sich einzelne hochgeladene Tropfen ablösen.

Auf dem Weg Richtung Gegenelektrode verdampft das Lösungsmittel und die Trop-

fen werden kleiner. Die Ladung bleibt jedoch erhalten, wodurch sich die Ladungs-

dichte stetig erhöht. Steigt diese über das Rayleigh-Limit,102 kann die Oberflächen-

spannung die Ladungsträger nicht mehr im Tropfen halten. Dieser bricht in mehrere

I.2.1 Elektrospray-Ionisationsquelle mit Mini-Quadrupol

Teile bis das Rayleigh-Limit wieder unterschritten wird. Dieser Vorgang wird

Coulomb-Explosion genannt. Der Zusammenhang zwischen Oberflächenspannung

und Ladung ergibt sich aus der Rayleigh-Gleichung:102

q=8√0 r3

(I.2.1)

Hierbei sind q die Ladung des Tropfens, 0 die Permittivität des Vakuums,  die

Oberflächenspannung des Lösungsmittels und r der Tropfenradius. Durch die Grö-

ßenverteilung der Tröpfchen nach der Coulomb-Explosion bilden sich kleine, hoch-

geladene Tröpfchen, die so genannten offspring droplets aus. Diese besitzen zwi-

schen 2 und 5 % der Muttertröpfchengröße, jedoch bis zu 20 % der entsprechenden

Ladung103,80 wodurch diese hauptsächlich an der Ionenbildung beteiligt sind. Die

zurückbleibenden großen Tropfen beinhalten einen Großteil an gepaarten Ladun-

gen. Der aufgezeigte Prozess der Tröpfchenverkleinerung durch Coulomb-

Explosion am Rayleigh-Limit ist vielfach experimentell bestätigt.80,104–106 Er wieder-

holt sich mehrfach und führt zu sehr kleinen Tröpfchen, Clustern und schließlich zu

einzelnen isolierten atomaren bzw. molekularen Gasphasenionen.

Die Bildung isolierter gasförmiger Ionen aus den Mikrotropfen mittels ESI wird der-

zeit von zwei Modellen beschrieben. Im Modell des geladenen Rückstandes (charge

residue model, CRM)107 wird davon ausgegangen, dass sich die Coulomb-Explosion

so lange fortsetzt, bis in den Mikrotropfen nur noch ein Analytmolekülion übrigbleibt.

Durch das Abdampfen des Lösungsmittels bleibt schließlich nur das Analytmolekü-

lion übrig. Beim Ionenemissionsmodell (ion evaporation model, IEM)108,109 hingegen

ist es bei einer gewissen Tröpfchengröße möglich, das Analytmolekülion auf direk-

tem Weg zu emittieren.110 Die Wahl des jeweils passenden Models hängt dabei von

der Größe des jeweiligen Analytions ab. Größere Ionen werden bevorzugt nach

dem CRM gebildet, während kleine Moleküle eher nach dem IEM entstehen.80 Nach

Vollendung des ESI-Prozesses werden die erzeugten Ionen im Allgemeinen über

eine kleine Apertur in Form einer Blende, einer Transferkapillare (TK) oder am Ende

eines Ionentrichters (ion funnel) ins Vakuum überführt.

Die hier verwendete ESI-Quelle ist einer kommerziellen Massenspektrometrieanla-

ge (1200 GC/MS und LC/MS/Varian)) entnommen (Abbildung I.2.2). Mit Hilfe von

Adapterflanschen und der Konstruktion einer geeigneten Vakuumkammer kann sie

an die Vakuumanlage der restlichen Apparatur montiert werden. Die Quelle besteht

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Abbildung I.2.2. Konstruktionszeichnung einer aus einer Varian 1200/1200L GC/MS und

LC/MS Apparatur entnommenen Elektrosprayionisationsquelle. Über die Sprühkapillare wird

mit Hilfe einer Spritze die Analytlösung eingebracht. Zwischen der Spitze der Sprühkapillare

und der Gegenelektrode findet der Elektrospray-Prozess statt. Die erzeugten geladenen

Ionen und Cluster werden über die Transferkapillare (TK) ins Vakuum überführt. Der Skim-

mer trennt einen Großteil der neutralen Partikel von den Ionen. Letztere werden im Mini-

Quadrupol (MiniQP) aufgefangen, thermisch akkumuliert und anschließend weitergeleitet.

aus einer Sprühkapillare, die in einem Winkel bezüglich einer Gegenelektrode an-

geordnet ist. Solch eine gewinkelte Konstruktion bietet gegenüber der frontalen An-

ordnung den Vorteil, dass kein direkter Lösungsmittelstrahl in die Öffnung der nach-

folgenden TK gelangt. Die Sprühkapillare selbst ist in einer zusätzlichen Kapillare

eingebettet (Abbildung I.2.1) über die ein Zerstäubergas (N2) mit üblichen Flussra-

ten von 0,3 bis 1 l/min geleitet werden kann, um die Tröpfchenbildung zu unterstüt-

zen. Ein heizbares N2-Trockengas (max. 300°C) welches das Verdampfen des Lö-

sungsmittels in den Tröpfchen begünstigen soll, wird durch eine Öffnung aus der

Gegenelektrode geleitet und strömt mit Flussraten von 4 bis 8 l/min entgegenge-

setzt der Tröpfchenflugrichtung. Die Gegenelektrode selbst bildet ein dünnes Blech

mit einer etwa 5 mm großen Apertur. Durch diese können die Ionen in die sich da-

hinter befindende TK gelangen. Diese ist ein 15 cm langes Rohr, mit einem Innen-

durchmesser von 500 µm, welche in einem Winkel zur späteren Ionenstrahlachse

I.2.1 Elektrospray-Ionisationsquelle mit Mini-Quadrupol

angeordnet ist. Die TK endet in einem Kunststoffhalter, der mit einer einstellbaren

metallischen Aufnahmevorrichtung versehen ist. Mit dieser lässt sich der Abstand

zwischen TK und dem nachfolgenden Skimmer regeln. Hierdurch ist es möglich, die

Strömung des aus der TK tretenden Gases zu leiten und zu optimieren. Auch das

Skimmerpotential ist nach einem Umbau veränderbar. Eine Spannungsänderung

wiederum hat erheblichen Einfluss auf die Erzeugung bzw. Fragmentierung von

Ionenkomplexen.

Die gewinkelte Anordnung von TK und Skimmer verhindert das direkte Eindringen

des aus der Kapillare kommenden Molekularstrahls in den Hochvakuumbereich der

nächsten Kammern und damit unnötigen Gasballast. Hinter dem Skimmer ist ein

kleiner Quadrupol (MiniQP) montiert (Abbildung I.2.2. und I.2.3.a), dessen Polstäbe

an die Form des Skimmers angepasst sind. In dieser kleinen linearen Quadrupolfal-

le werden die Ionen gefangen, akkumuliert und über Stöße mit dem Hintergrundgas

auf T = 300 K thermalisiert, bevor sie in die nachfolgenden Bereiche transferiert

werden. Die gesamte ESI-Quelle mit Skimmer und MiniQP ist als eine Einheit zu

betrachten und kann komplett aus der BerlinTrap-Apparatur z. B für Wartungszwe-

cke herausgenommen werden.

Resolvatation beim Übergang zwischen Transferkapillare und Skimmer

Wie oben erwähnt, stellt der Übergang zwischen TK und Skimmer einen wichtigen

Bereich für die Erzeugung gewünschter Ionen, deren Fragmente sowie verschiede-

ner Komplexe dar. Zum einen spielen hier Prozesse der Clusterbildung durch das

Abkühlen des Gases bei der Überschallexpansion eine Rolle, zum anderen die

Stoßfragmentation durch die Beschleunigung von Ionen in einem elektrischen Feld.

Durch den ESI-Prozess gelangen zusätzlich zu den generierten Ionen auch Lö-

sungsmitteltropfen, Cluster sowie die Trockenluft in die TK. Beim Eindringen wird

das strömende Gas stark beschleunigt, bis es Schallgeschwindigkeit erreicht und

somit Verblockung auftritt. Der kritische Druck, der durch die Verblockung entsteht

und der innerhalb der Kapillare nicht unterschritten werden kann, ergibt sich bei

turbulenter Strömung aus111

p∗=1,92⋅1

a⋅d⋅(c6

η)1

7⋅(d3⋅p12

2L )4

(I.2.2)

mit d dem TK-Durchmesser (500 µm), p1 dem Druck vor der Leitung (1 bar), L der

Rohrlänge (15 cm), a der Schallgeschwindigkeit, η der Viskosität und c der mittleren

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

thermischen Geschwindigkeit innerhalb des Gases. Bei Verwenden von Stickstoff

und Aufheizen des Gehäuses auf 40°C ergibt sich für die verwendete ESI-Quelle

ein Verblockungsdruck von p* = 370 mbar. Unter diesem Druck expandiert das Gas

anschließend adiabatisch in das Vakuum, wodurch es stark abkühlt. Eine Über-

schallexpansion findet statt, wenn die Bedingung:

p∗≥2p0,

(I.2.3)

erfüllt ist, wobei p0 den Druck der Kammer darstellt, in die das Gas expandiert. In

Abbildung I.2.3 b) ist die Struktur einer solchen Expansion dargestellt. In diesem

Bereich hinter der TK kommt es durch Stöße innerhalb des Molekularstrahls zu ei-

ner Angleichung der Molekülgeschwindigkeiten. Gleichzeitig sinken die Temperatu-

ren der inneren Freiheitsgrade. Nach kurzer Überschallexpansion verdichtet sich so

viel Materie, dass es zur Ausbildung eines Machkegels kommt. Das Gas wird auf

Unterschallgeschwindigkeit abgebremst und wieder aufgeheizt. Auch die gerichtete

Bewegung des Molekularstrahls geht hier in eine diffuse ungerichtete Bewegung

über. Die Distanz vom Ausgang der TK mit Durchmesser d zum Machkegel kann

mittels

xm=0,67d √p∗

(I.2.4)

berechnet werden. Für die im Experiment verwendeten typischen Drücke von

p0 = 5 mbar ergibt sich ein Abstand von xm = 3 mm. Durch die starke Abkühlung

innerhalb dieses Bereiches kann es zu einer Wiederanlagerung von Lösungsmittel-,

sowie Gasmolekülen aus der Umgebung an die Molekülionen kommen. Wird der

Abstand des Skimmers von der TK also innerhalb dieses Bereiches gewählt, erhöht

sich die Wahrscheinlichkeit Ionenkomplexe zu generieren. Liegt das Interesse bei

einzelnen isolierten Ionen, ist der Skimmer-TK Abstand hingegen größer einzustel-

len.

I.2.1 Elektrospray-Ionisationsquelle mit Mini-Quadrupol

Abbildung I.2.3. a) Bereich der Überschallexpansion des Trägergases in der verwendeten

ESI-Quelle. b) Vergrößerte Ansicht des Expansionsbereiches aus der Transferkapillare. Die

Gasgeschwindigkeiten sind durch die Machzahl M gekennzeichnet. Innerhalb der Kapillare

bewegt sich das Gas unter dem Verblockungsdruck p0 mit Unterschallgeschwindigkeit. Beim

Übergang ins Vakuum kommt es aufgrund des Druckgradienten p0 < p1 zur Überschallex-

pansion des Gases.(Bild adaptiert aus Referenz 112)

In der anfänglichen Version der Quelle war p0  0,1 mbar, also mehr als eine Grö-

ßenordnung kleiner als der aktuelle Wert von 5 mbar, bei gleichem Skimmerab-

stand. Die Ionen wurden dadurch soweit heruntergekühlt, dass die resultierenden

Cluster Größen annahmen, die oberhalb des selektierbaren Messbereiches des

QPMS (m/z < 1000) lagen.

Fragmentation beim Übergang zwischen Transferkapillare und Skimmer

Ein anderer Effekt, der beim Übergang von Molekülionen ins Vakuum beobachtet

werden kann ist die Stoßfragmentation, die durch die Ionenbeschleunigung im

elektrischen Feld zwischen TK und Skimmer hervorgerufen wird. Diese stoßindu-

zierte Dissoziation erfolgt durch das Erhöhen der Spannung zwischen TK und

Skimmer. Ionen werden in diesem Feld beschleunigt und stoßen im Mittel nach ei-

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

ner freien Weglänge Sfrei ~ 1/p0 mit den Restgasteilchen.111 Hierbei verlieren sie

einen Teil der kinetischen Energie und werden wieder beschleunigt. Ist die mittlere

freie Beschleunigungslänge Sfrei groß, kann genug kinetische Energie aus dem

Feld gewonnen werden, um das Molekülion beim Restgasstoß zu dissoziieren. Die

angelegten Potentiale, in Kombination mit dem Druck und dem Abstand des Skim-

mers zur TK, lassen also eine Steuerung der Fragmentierung und auch der Cluster-

bildung zu. Eine quantitative Beschreibung dieses Sachverhaltes kann jedoch nicht

einfach durchgeführt werden, da die aus den Potentialen resultierenden Felder we-

gen der Formen des Skimmers und des Abschlusses der TK sehr komplex sind.

Des Weiteren müssten die relativen Geschwindigkeiten des Gases in Bezug zum

Skimmer bei der Expansion ins Vakuum mitberücksichtigt werden. Veranschaulicht

wird die Stoßfragmentation von Molekülionen zwischen TK und Skimmer anhand

von Messungen an protoniertem Dopamin in Abbildung I.2.4.

Abbildung I.2.4. a) Stoßinduzierter Dissoziationsvorgang beim Übergang von der Transfer-

kapillare zum Skimmer. Die freie Weglänge, die ein Ion hier besitzt, bevor es im Mittel mit

einem Gasmolekül zusammenstößt, muss so groß sein, dass aus der Beschleunigung in-

nerhalb dieser Strecke so viel kinetische Energie gewonnen wird, dass diese beim Stoß zur

Dissoziation des Ions ausreicht. b) Fragmentation von protoniertem Dopamin (m/z 154) bei

unterschiedlichen Spannungen und Drücken. Im obersten Massenspektrum (UTK-S = 60 V,

p0 = 2,7 mbar) reicht die Beschleunigung für eine Dissoziation nicht aus, bei Erhöhung der

Spannung auf 100 V kommt es zur Fragmentbildung (m/z 136). Weiteres Erhöhen des Dru-

ckes auf 5 mbar führt wiederum zum Verschwinden des Fragmentsignals. Nochmaliges

Erhöhen der Spannung auf 170 V ruft die Dissoziation wieder hervor.

I.2.1 Elektrospray-Ionisationsquelle mit Mini-Quadrupol

Mini-Quadrupol (MiniQP)

Wie in Abbildung I.2.5 dargestellt gelangen die Ionen nach Passieren des Skimmers

in einen MiniQP. Hier können sie gefangen werden, indem an die vier Quadrupol-

stäbe eine charakteristische Wechselspannung und zusätzlich eine für alle Pole

einheitliche Gleichspannung (UBias) angelegt wird. Die theoretische Betrachtung von

Multipolfallen und die Darstellung aller geometrischen Parameter der verwendeten

Multipole erfolgt in Kapitel I.2.9. An den Enden des MiniQP werden Skimmerspan-

nung (USkim = 10–20 V) und Endkappenspannung, (Falle geschlossen

Uendk = 5–20 V, Falle offen –Uendk = 10–25 V) auf höhere Werte verglichen zur kon-

stanten Biasspannung (typisch 5 V) gelegt.

Abbildung I.2.5. Demonstration des Prinzips des Fangens und Thermalisierens von Ionen

unterschiedlicher kinetischer Energien am Beispiel des MiniQP. a) Die Ionen passieren das

Skimmerpotential (Eingang), verlieren durch Kollisionen mit dem Umgebungsgas (Stoßgas)

Energie, können hierdurch das Endkappen- und Skimmerpotential nicht mehr überwinden

und sind dadurch im MiniQP gefangen. Durch Herabsetzen der Endkappenspannung am

Fallenausgang können die Ionen die Falle verlassen. b) Die Energieverteilung beim Einlass

in die Falle (oben) und nach der Thermalisierung beim Fallenaustritt (unten).

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Durch den hohen Druck in der MiniQP-Kammer von ~ 5·10-3 mbar kommt es zu

einer Vielzahl von Kollisionen (ca.120 s-1) der Ionen mit dem Umgebungsgas,

wodurch sich deren kinetische Energie verringert. Durch diesen Energieverlust kön-

nen sie das konstante Eingangspotential des Skimmers nicht mehr passieren und

sind somit im MiniQP gefangen. Durch weitere Stöße mit dem Umgebungsgas

kommt es zur Thermalisierung auf Umgebungstemperatur. Zur Extraktion aus dem

MiniQP wird abschließend ein attraktives Potential an die Endkappe angelegt,

wodurch die Ionen in die nachfolgende Hexapolkammer gezogen werden. Um das

Skimmerpotential vom Erdpotential zu entkoppeln und variabel zu gestalten, wurde

eine Kaptonscheibe zwischen Skimmerfixierung und dem Skimmer selbst einge-

baut. Um den Skimmer mit Spannung zu versorgen, wurde zudem ein Draht ange-

schweißt.

Nachdem die Ionen den MiniQP verlassen, passieren sie den nachfolgenden Hexa-

pol und das QPMS (Abbildung I.1.1), bevor zum ersten Mal die Möglichkeit besteht

sie mit einem Channeltron zu detektieren. Durch schrittweises Erhöhen der Feld-

achsenspannung (Bias) des Hexapols und gleichzeitiges Messen des transmittier-

ten Ionensignals, lässt sich die kinetische Energie der im MiniQP gespeicherten

Ionen bestimmen.

Abbildung I.2.6. Eigenschaften des Ionenpulses nach Extraktion aus dem MiniQP. a) Ener-

gieverteilung von H+(H2O)2 bei der Transmission durch den Hexapol (Energiemittelwert

(1,14 ± 0,01) eV, Halbwertsbreite (0,41 ± 0,02) eV, b) Flugzeitmessung zwischen der Mi-

niQP Extraktion und der Detektion im Channeltron. Hierbei wurde die Verzögerung, in der

das Messfenster von 50 ms offen war, schrittweise vergrößert (mittlere Flugzeit

(1763 ± 5) µs, Ionenpulsbreite (300 ± 15) µs). Die Fehler ergeben sich aus den gefitteten

Gaußkurven.

Die Ableitung des transmittierten Signals führt direkt zur Energieverteilung der Ionen

(Abbildung I.2.6.a). Eine repräsentative Messung am H+(H2O)2-Komplex ergibt eine

I.2.1 Elektrospray-Ionisationsquelle mit Mini-Quadrupol

kinetische Energie bezüglich des Erdpotentials von Ekin = (1,14 ± 0,01) eV mit einer

Halbwertsbreite der Energie von Ekin = (0,41 ± 0,02) eV. Eine geringe Ionenener-

gieverteilung sorgt zum einen für eine verbesserte Fokussierung durch elektrostati-

sche Linsen (verringerte chromatische Aberration), zum anderen für eine bessere

Transmission durch den anschließenden Quadrupolumlenker. Außerdem wird hier-

durch auch die Fangeffizienz im später folgenden 22-Pol erhöht.

Abbildung I.2.7. Füllzeitmessung des MiniQP. Ionen gelangen kontinuierlich in den MiniQP.

Die Füllzeit gibt an, wie lange die Austrittsblende dabei geschlossen bleibt. Nach dem Öff-

nen des MiniQP wird das Ionensignal anschließend am Channeltron detektiert. Die maximal

speicherbare Ionenzahl wird nach 0,4 s erreicht.

Ein weiterer Aspekt ist die Flugzeit, welche die Ionen vom Ausgang des MiniQP

benötigen, um den Channeltron-Detektor zu erreichen (Abbildung I.2.6.b). Hierzu

wird das zeitliche Messfenster, welches synchron mit der Endkappenspannung des

MiniQP gekoppelt ist, schrittweise verfahren (analog einem Schneidescan in der

Laseroptik) und die gemessene Intensität aufgezeichnet. Repräsentativ für Cs+ zeigt

sich, dass die Ionen eine Flugzeit von deutlich mehr als 1 ms benötigen, um das

Channeltron zu erreichen. Es wird außerdem deutlich, dass die Pulsbreite, trotz der

MiniQP Öffnungszeit von 1,5 ms, nur circa 300 µs lang ist. Diese Werte dienen zur

Abschätzung der für das Fangen der Ionen im 22-Pol nötigen zeitlichen Abläufe. Die

Höhe der am Channeltron detektierbaren Ionenzählrate hängt davon ab, wie lange

Ionen im MiniQP akkumuliert werden (Abbildung I.2.7). Nach einer Akkumulations-

zeit von etwa 0,4 s gelangt die Ionenzählrate (hier Cs+) am Channeltron-detektor in

die Sättigung. Nach nur 0,1 s kann immer noch 2/3 der maximalen Ionenzählrate

am Channeltron detektiert werden. Somit verliert man bei einer Betriebsfrequenz

der BerlinTrap von 10 Hz nur ungefähr 1/3 der maximal möglichen Ionenzählrate.

Wegen des nichtlinearen Verhaltens dieses Anstieges ist es somit von Vorteil das

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Ionensignal mehrmals hintereinander zu mitteln, als dieses durch die Füllzeit des

MiniQPs zu maximieren.

2.2 Hexapol-Falle und Reaktionszelle

Nach der Extraktion aus dem MiniQP gelangen die geladenen Teilchen in einen

nachfolgend montierten, selbstgebauten Ionenleiter, den Hexapol (Abbildung 2.7).

Dieser ist zusätzlich mit einem Gehäuse umgeben, in das über ein gepulstes Ventil

(Pulsed Valve Series 9/Parker) Puffergas eingeleitet werden kann. Primär dient der

Hexapol zur Überbrückung einer differentiellen Pumpstufe, die den notwendigen

Druck von < 4·10-5 mbar in der nachfolgenden QPMS-Kammer gewährleistet. Durch

das umgebende Gehäuse ergibt sich zudem die Möglichkeit Ionen auch im Hexapol

zu fangen. Hierdurch können bereits an dieser Stelle Kollisionsexperimente durch-

geführt werden indem ein eingelassenes Puffergas mit den ESI generierten Ionen

wechselwirkt. Durch einen zusätzlichen optischen Zugang entlang der Hexapolach-

se sind zudem lichtinduzierte Reaktionen realisierbar.113 Die hier erzeugten Reakti-

onsprodukte sind mit dem nachfolgenden QPMS massenspektrometrisch analysier-

bar.

Abbildung I.2.8. Konstruktionszeichnung des Hexapol-Ionenleiters im Schnitt. Die halbe

Länge des Hexapols ist mit einer Ummantelung versehen, in welche kurze Gaspulse

eingelassen werden können. Die in den Hexapol über Eintrittslinsen eintretenden Ionen

können mit diesem Gas kollidieren und somit gefangen werden. Durch geeignete Wahl des

Reaktionsgases und des optischen Zuganges können (photo)chemische Reaktionen

induziert und anschließend analysiert werden. Bisher dient der Hexapol als einfacher

Ionenleiter zur Überbrückung einer differentiellen Pumpstufe.

I.2.2 Hexapol-Falle und Reaktionszelle

Den Eingang des Hexapols bildet eine Endkappe, zusammen mit einer elektro-

statischen Blende. Gemeinsam mit der Austrittsendkappe des MiniQP sorgen sie für

eine Fokussierung des in den Hexapol eintretenden Ionenstrahls. Der Ausgang des

Hexapols wiederum besteht aus einer Endkappe, die gepulst betrieben werden

kann, gepaart mit einem Einzellinsenstapel. Letzterer führt mit dem Eingangslinsen-

stapel des darauffolgenden QPMS zur optimalen Strahlparameteranpassung.

Gleichzeitig dient er zur Überbrückung der Freiflugstrecke durch den hinter dem

Hexapol montierten Vakuumschieber (VAT), auf welchen in Kapitel I.2.10 einge-

gangen wird. Der Innendurchmesser des Hexapols wird mit r0 = 5 mm so gewählt,

dass er zwischen dem des MiniQP (r0 = 1,6 mm) und dem des QPMS (r0 = 8,4 mm)

liegt. Dies erfordert nach Gleichung (I.2.40) einem Polstangendurchmesser von

5 mm was mehrere praktische Vorteile hat. Die Polstangen können mit hoher Ge-

nauigkeit gekauft und müssen nicht aufwändig selbst gefertigt werden. Durch die

Dicke der Polstangen besitzt der Hexapol zudem eine sehr hohe Eigenstabilität,

wodurch keine zusätzliche Verstärkung erforderlich ist. Außerdem resultieren even-

tuelle mechanische Spannungen beim Fixieren der Stangen nicht in einer signifikan-

ten geometrischen Verformung. Durch den großen Wert von r0 im Vergleich zu dem

des MiniQP laufen die transmittierten Ionen sehr achsennah, wodurch ungünstige

Felder an den Polstangen zudem nicht stark ins Gewicht fallen.

Die Erzeugung der notwendigen Wechselspannung für den Hexapol erfolgt durch

einen speziell angefertigten Generator (RFG50-6MHz/CGC Instruments).114 Dieser

liefert eine Frequenz von 6 MHz bei einer maximalen Ausgangsamplitude von

350 V.

Dimensionierung der Kollisions- und Reaktionszelle

Wie zu Beginn des Kapitels beschrieben, ist der Hexapol als Ionenleiter in einer

differentiellen Pumpstufe eingeplant. Denn trotz des hohen Druckes in der Kammer

der ESI-Quelle von 5·10-3 mbar muss ein Druck von < 4·10-5 mbar in der QPMS

Kammer gewährleistet sein um hier keine Spannungsüberschläge zu erzeugen. Die

den Hexapol umgebene Puffergas und Reaktionszelle (Länge l = 238 mm, Polstan-

gendurchmesser d = 5mm, r0 = 5mm) ist dabei so dimensioniert, dass sie nur den

ersten Teil des Hexapols einnimmt. Durch dieses verringerte Volumen ist es mög-

lich, durch Gaspulse kurzzeitig hohe Drücke zu erzeugen, um so die Stoßwahr-

scheinlichkeit zu erhöhen. Gleichzeitig darf der Druck in der benachbarten QPMS-

Kammer nicht über den empfohlenen Maximaldruck von 4·10-5 mbar steigen.

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Abbildung I.2.9. Druckwerte bei unterschiedlichen Öffnungszeiten des Puffergasventils im

Hexapol a) und im QPMS b). Die Drücke entsprechen Mittelwerten (Wiederholfrequenz 10

Hz, Druck am Ventil 1,5 bar, N2 Puffergas). a) Auch bei einem durchschnittlichen Hexapol-

kammerdruck von 1,5·10-3 mbar übersteigt der in b) dargestellte Druck der QPMS Kammer

den zulässigen Höchstwert von 4·10-5 mbar nicht.

Die Verbindung zwischen der Zelle und dem gepulsten Puffergasventil besteht aus

einem Teflonschlauch mit einer Länge von 25 cm und einem Innendurchmesser von

3 mm. Die gesamte Hexapolkammer wird von einer Turbopumpe (TPH 240/Pfeiffer

Vacuum) gepumpt, welche eine mittlere N2 Saugleistung von 200 l/s aufweist. In

Abbildung I.2.9 ist dargestellt, wie sich der Druck in der Quadrupolkammer verhält,

wenn dieser in der Hexapolkammer stark ansteigt. Die dargestellten Drücke spie-

geln jedoch nur Mittelwerte wieder, wobei die Spitzenwerte wohl höher liegen kön-

nen. Die Grafik zeigt, dass auch bei hohen Drücken in der Hexapolkammer der er-

forderliche mittlere Druck von < 4·10-5 mbar in der Quadrupolkammer nicht über-

schritten wird. Ob und wie gut der Hexapol als Falle verwendet werden kann, wer-

den zukünftige Experimente zeigen.

2.3 Quadrupol-Massenspektrometer

Wie oben beschrieben, entstehen beim ESI-Prozess, wie bei fast allen Ionisations-

methoden, oft geladene Teilchen mit verschiedener Massenzahl. Da es für das Ex-

periment jedoch erforderlich ist, nur gezielt einen Ionentyp zu charakterisieren, ist

es notwendig, diesen von anderen zu trennen. Um zumindest Ionen mit gleichem

I.2.3 Quadrupol-Massenspektrometer

Masse-zu-Ladung-Verhältnis (m/z) selektieren zu können, ist ein QPMS zwischen

Ionenquelle und 22-Pol implementiert. Dieser besteht aus vier parallelen, quadra-

tisch angeordneten, kreisförmigen Polstangen, zwischen denen eine Spannung

Uges=±12(U+V⋅cos(ωt))

(I.2.5)

angelegt ist. Die Gesamtspannung beinhaltet also einen Gleichspannungsanteil U

und einen Wechselspannungsanteil V·cos(ωt) mit ω = 2πf der Kreisfrequenz der

angelegten Spannung und der Zeit t. Da die Funktionsweise eines Quadrupolmas-

senspektrometers in der Literatur ausführlich behandelt wird115–118 , erfolgt in dieser

Arbeit hierzu nur eine kurze phänomenologische Beschreibung.

Ionen, die den Quadrupol passieren, erfahren erzwungene Schwingungen durch ein

angelegtes Radiofrequenzfeld mit Amplitude V und Frequenz ω. Diese zwingen die

Ionen auf stabile Bahnen entlang der QPMS Achse. Durch das gleichzeitige Anle-

gen einer zusätzlichen Gleichspannung U zwischen zwei benachbarten Polen wer-

den diese stabilen Ionenbahnen jedoch gestört. Dies führt bei ausgewähltem U und

V dazu, dass nur noch geladene Teilchen mit bestimmten m/z den Quadrupol pas-

sieren können (Abbildung I.2.10.). Trajektorien von Teilchen mit anderem m/z wer-

den so beeinflusst, dass sie aus der QPMS Achse herausgelenkt werden und auf

die Polstangen treffen. Im idealen QPMS besitzen die Pole ein hyperbolisches Pro-

fil. In der Praxis werden jedoch oft, der Einfachheit halber, runde Stäbe verwendet,

Um mit den runden Polstangen ein hyperbolisches Feld anzunähern, müssen die

Stangendurchmesser in einem speziellen Verhältnis zum Abstand gegenüberlie-

gender Stäbe angepasst werde. Die besten Werte erhält man, wenn der Polstan-

genradius dem 1,144-fachen des Feldradius r0 entspricht.119,120

Abbildung I.2.10. veranschaulicht Ionentrajektorien mit unterschiedlichem m/z

(grün < blau < rot) durch ein QPMS mit hyperbolischen Stäben. Nur Ionen mit korrektem m/z

(blau) besitzen stabile Trajektorien, andere stoßen gegen die Polstangen.

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Ionen verschiedener Massen werden entlang der z-Achse parallel zwischen den

Stäben mit konstanter Geschwindigkeit eingeführt. Bei hyperbolischen Polstäben

ergibt sich das Potential zu:

ϕ(x,y,z,t)=(U+Vcos(ωt))⋅x2−y2

r02 .

(I.2.6)

Für Ionen mit der Masse m und Ladung e lassen sich somit folgende Bewegungs-

gleichungen aufstellen:

x󰇘+ 2e

mr02(U+V cos(ωt)x)=0,

(I.2.7)

y󰇘− 2e

mr02(U+Vcos(ωt) y)=0,

(I.2.8)

wobei die Bewegung entlang der z-Achse potentialfrei erfolgt, resultierend in z󰇘=0.

Die Substitution der Gleichungen (I.2.7) und (I.2.8) durch die dimensionslosen Pa-

rameter:

a= 8⋅e⋅U

m⋅r02⋅ω2 , q = 4⋅e⋅V

m⋅r02⋅ω2 , ωt=2ξ ,

(I.2.9)

resultiert in den Mathieuschen Differentialgleichungen:

d2x

dξ2+(a+2q cos(2ξ)x)=0 ,

(I.2.10)

d2y

dξ2−(a+2q cos (2ξ)y)=0

(I.2.11)

In Abhängigkeit der Parameter a und q haben diese Gleichungen stabile und insta-

bile Lösungen.121 Eine stabile Ionentrajektorie entlang der z-Achse durch das

Quadrupolfeld ist somit gegeben, wenn sowohl die x- als auch die y-Auslenkungen

nicht zur Kollision mit den Polstangen führt, also die Schwingungsamplituden kleiner

als 𝑟0 sind. Trägt man für alle Parameter a und q die jeweiligen stabilen Lösungen

für die x und y-Richtung auf, so ergeben sich Schnittbereiche, in denen die Io-

nentrajektorien beider Dimensionen stabil sind.

I.2.3 Quadrupol-Massenspektrometer

Abbildung I.2.11. a) Darstellung der stabilen Lösungen der Mathieuschen Differential-

gleichungen im a-q Raum. Die dunkelgrauen Bereiche markieren stabile Ionentrajektorien in

x-Richtung des Quadrupolfeldes, die hellgrauen die in y-Richtung. Der Überlapp in denen

sowohl in x- als auch in y- Richtung stabile Trajektorien resultieren, werden Stabilitäts-

bereiche genannt und mit I, II und III markiert. Der mit rot gekennzeichnete Bereich ist in (b)

vergrößert dargestellt. Exemplarisch ist auch eine Arbeitsgerade eingezeichnet, auf der die

Massen m1,2,3 liegen. Diese können durch Erhöhen von U und V (U/V = konst.) entlang der

Arbeitsgeraden verschoben werden und durchlaufen somit seriell den Stabilitätsbereich.

Zusammengefasst ergibt sich somit ein aufgelöstes Massenspektrum (mit freundlicher

Genehmigung entnommen aus 112).

Wie in Abbildung I.2.11 (a) dargestellt, gibt es mehrere solcher Schnittflächen stabi-

ler Ionenbewegung. Üblicherweise arbeiten Quadrupolmassenspektrometer in dem

in Abbildung I.2.11 rot dargestellten Bereich. Der in Abbildung I.2.11.b gezeigte

klassische Operationsbereich mit den Achsen a und q kann durch Transformation in

die Gleich- und Wechselspannungsamplituden U und V für ein m/z bei festem Radi-

us 𝑟0 und konstanter Kreisfrequenz ω = 2𝜋f überführt werden. Dies hat vor allem für

die praktische Anwendung Vorteile und führt zu einem intuitiven Verständnis der

Eigenschaften eines QPMS. In Abbildung I.2.12.a ist eine derartig durchgeführte

Transformation dargestellt. Zu sehen sind drei unterschiedliche Stabilitätsdiagram-

me für drei unterschiedliche Massen, mit m1 < m2 < m3. Darunter sind die zu erwar-

tenden resultierenden Massenspektren illustriert. Wird ein linearer Massenscan mit

U/V = konstant durchgeführt, resultiert dies in unterschiedlicher Auflösung der erhal-

tenden Massenpeaks, mit geringerer Auflösung zu höheren Massen hin.

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Abbildung I.2.12. Vergleich linearer Massenscans bei verschiedenen Einstellungen für

𝛥Res (Maß für die Steigung der Geraden, Bilder oben) und 𝛥m (Maß für die U-Verschiebung

der Geraden, Bilder oben). In den oberen Bildern sind Stabilitätsdiagramme für die Massen

m1,2,3 im U-V Raum dargestellt. Jeweils darunter befindet sich die aus den Scans

ergebenden Intensitätsverteilungen in Relation zu m/z. In a) wird 𝛥m konstant gehalten und

nur 𝛥Res verändert (rote, blaue Linie). Es zeigt sich, dass die Auflösung zu höheren Massen

immer geringer wird. In b) wird hingegen 𝛥m angepasst, wodurch sich eine über den

Massenbereich annähernd konstante Massenauflösung ergibt. Hier zeigt sich zudem, dass

durch die Veränderung der Auflösung die Spitze des resultierenden Massenpeaks wandert,

was die Lage der Maxima verändert.

Da das Stabilitätsdiagramm außerdem nicht symmetrisch ist, ist die vordere Flanke

viel flacher als die hintere. Wird die Auflösung, also das U/V Verhältnis, reduziert,

schneidet die Arbeitsgerade das Stabilitätsdiagramm viel früher, und durch die eben

genannte Asymmetrie verschiebt sich der Mittelpunkt zwischen den beiden Schnitt-

punkten in Richtung leichterer Massen. Somit führen Veränderungen in der Auflö-

sung des Massenspektrometers zwangsweise auch zu einer vorhersehbaren Ver-

änderung der Lage der Massenmaxima. Um über einen weiten Messbereich trotz-

dem annähernd konstante Massenauflösung zu erreichen, nutzen Massenspektro-

meter der Firma Extrel einen einstellbaren Gleichspannungsoffset. Dieser lässt sich

über das Steuernetzteil des QPMS variieren. Hiermit und mit dem einstellbaren

Verhältnis zwischen U und V ist es somit möglich, eine annähernd konstante Mas-

senauflösung über einen weiten Massenbereich während eines linearen Scans zu

erhalten. Die Auflösung ergibt sich nach122 zu

Δm)= 0,125

(0,16784−γ)+(δ /V) ,

(I.2.12)

I.2.3 Quadrupol-Massenspektrometer

wobei die Werte für γ proportional zur Gleichspannung U und die Werte für δ pro-

portional zur Wechselspannung V sind. Am Steuergerät (Extrel) lassen sie sich mit

Hilfe der ΔRes bzw. Δm Einstellfunktion verändern. Die passenden Werte für Δm

und ΔRes müssen iterativ gefunden werden, um einen Massenscan mit annähernd

konstanter Auflösung zu erhalten.123 Die anschließende Veränderung der Auflösung

sollte anschließend nur noch mit Hilfe der Δm Funktion durchgeführt werden

(Abbildung I.2.12).

Alle bisherigen Ausführungen treffen zu, wenn der Einschuss der Ionen mittig auf

der z-Achse, exakt parallel zu den Polstangen verläuft und die Strahlausdehnung

sehr klein bezüglich r0 ist. Außerdem müssen die Polstangen so lang bzw. die kine-

tische Energie so gering sein, dass Ionen, die nicht auf stabilen Bahnen laufen, also

jene die ausgesondert werden sollen, lange genug im transversalen Feld verweilen

um schließlich gegen die Stangen zu stoßen. Wie hoch dabei die longitudinale kine-

tische Ionenenergie sein darf, ergibt sich aus folgender Abschätzung:122

Eion<f2l2

25(Δm

m)m .

(I.2.13)

Hierbei wird Eion in Einheiten von Elektronenvolt (eV), die Länge l und der Radius r0

in cm und die Multipolfrequenz f in MHz angegeben. Für das Modell 150 QC emp-

fiehlt Extrel eine mittlere kinetische Energie bezüglich der Feldachsenspannung von

5–10 eV.124 Im idealen QPMS werden Ionen nur auf der zentralen Mittenachse ge-

leitet. Unter realen Umständen besitzt der Strahl jedoch eine transversale Ausdeh-

nung. Außerdem werden nicht alle Ionen exakt axial, sondern in der Regel unter

einem gewissen Akzeptanzwinkel in den Quadrupol geleitet. Die maximale Auslen-

kung, die ein Ion im Quadrupolfeld erfährt, hängt aber von dessen initialer Position

und der transversalen Energie ab. Sie erhöht sich mit steigender Auflösung, was

alle Ionen mit den Polstangen stoßen lässt, die nicht parallel entlang der z- Achse

verlaufen. Dies resultiert in einer Transmission, die abhängig von der Auflösung des

Quadrupols ist. Für Ionen die parallel zur Quadrupolachse (z-Achse) laufen gibt es

eine maximale Apertur, in der sie, abhängig von der Auflösung, noch auf stabilen

Bahnen laufen. Der Radius dieser Apertur beträgt:122

ra≈23mf2r02(Δm

m)1

2 .

(I.2.14)

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Ist der Abstand der Ionen zu den Polstangen beim Eintritt zu gering, können sie

durch die Amplitude direkt gegen die Polstangen fliegen, obwohl sie ansonsten den

Stabilitätsbedingungen unterliegen. Gleiches gilt für die maximale transversale

Energie Et (in eV), die ein Ion haben darf, welches auf der z-Achse des QPMS inji-

ziert wird. Hierfür gilt:122

Et≈12mf2r02(Δm

m).

(I.2.15)

Aus diesen Formeln ist ersichtlich, dass es erforderlich ist, den Ionenstrahl mög-

lichst axial und mit geringer Ausdehnung in das QPMS zu injizieren. Dies ist auch

gleichzeitig ein Maß für eine korrekte Justage des durch den QPMS transmittierten

Ionenstrahls. Sinkt die Transmission sehr schnell mit steigender Auflösung, begin-

nend schon bei niedrigen Werten, ist das ein Hinweis, dass entweder der Ionen-

strahldurchmesser und/oder die kinetische Energie bzw. der Eintrittswinkel zu groß

sind.

Mechanischer Aufbau und Test des Quadrupol-Massenspektrometers

Das im Experiment benutze Massenspektrometer ist Bestandteil eines kompletten,

von Extrel speziell für diese Apparatur zusammengestellten Systems (Abbildung

I.2.13). Es besteht aus einem Triple-Quadrupol mit Pre- und Postfilter, einem Io-

nendeflektor, einem Channeltron sowie mehreren Ionenlinsen bzw. Einzellinsensta-

peln. All dies ist an einem DN 150 CF Flansch montiert, der mit elektrischen und

optischen Durchführungen versehen ist. Der Quadrupol selbst besteht aus 19 mm

(3/4 Zoll) dicken Stäben, mit einer Gesamtlänge l von 211 mm, einem Innenradius

r0 = 8,4 mm und filtert, bei einer Frequenz von f = 880 kHz, einen Massenbereich

von m/z 1-1000.

Die Ansteuerung des Quadrupols erfolgt mit der Kombination aus „Extrel 150-QC

Quadrupol Power Supply“ und „Extrel QMS DC Power Supply“. Diese liefern die

Radiofrequenz- und Gleichspannungen, die an den Polstangen anliegt. Der ge-

wünschte Massentransmissionsbereich, die Auflösung ΔRes sowie Δm, die Feld-

achsenspannung (Bias) sowie die Möglichkeit, die Polarität der Gleichspannung zu

verändern, lassen sich über Steuerspannungen von 0–10 V bzw. ±5 V an diesen

Geräten regeln. Realisiert wird dies durch eine D/A-Wandlerkarte (NI PCI

6221/National Instruments), die mit einem LabVIEW Steuerprogramm läuft. Die

Steuerspannung von 10 V entspricht dabei einer transmittierten Masse von

I.2.3 Quadrupol-Massenspektrometer

m/z 1000. Die NI PCI-6221-Karte besitzt eine Spannungsauflösung von 16 Bit und

kann bei einer maximalen Ausgabespannung von 10 V theoretisch einen minimalen

Spannungshub von 0,15 mV erzielen. Dies setzt jedoch eine sehr gut abgeschirmte

Leitung voraus, auf der sich keine Störsignale befinden. Ein Pufferkondensator

sorgt hier zusätzlich für eine Signalstabilisierung.

Abbildung I.2.13. Extrel 150 QC QPMS in Kombination mit einem Quadrupol-Ionendeflektor

und einem Channeltron. Ionen gelangen durch die vordere Einzellinse vom Hexapol

kommend in den Quadrupol, werden dort massenselektiert und gelangen über den

Umlenker entweder zur direkten Detektion ins Channeltron oder werden über die hintere

Einzellinse in Richtung 22-Pol geleitet.

Das als Ionendetektor implementierte Channeltron ist durch den Einbau einer zu-

sätzlichen Konversionselektrode in der Lage, auch positive Ionen zu detektieren.

Um von jeglichen Potentialbeschränkungen befreit zu sein, ist zusätzlich ein MTS-

100 Vorverstärker/-Diskriminator der Firma Advanced Research Instruments Corpo-

ration installiert. Durch diesen ist es möglich, den Channeltronausgang selbst auf

Hochspannung zu legen und gleichzeitig die Auswerteelektronik weiter zu nutzen.

Der Verstärker/Diskriminator selbst gibt für jedes detektierte Ion einen TTL Puls

heraus, welcher ohne Nachbearbeitung mit dem digitalen Zähler der PCI-6221-

Karte gezählt werden kann.

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Abbildung I.2.14. a) Massenspektrum von Cs+ mit der höchsten Auflösung, die in dieser

Apparatur einstellbar ist (𝛥m = 5 V, 𝛥Res = 5 V). Die Halbwertsbreite des Massenpeaks

beträgt 0,08 u, was bei einer Cs-Masse von 133 u zu einer Auflösung m/m = 1660 führt.

b) Massenspektrum von protoniertem Riboflavin (m/z 377), welches in Teil II genauer analy-

siert wird. Das Isotopenmuster ist trotz des geringen Ionensignals deutlich zu erkennen.

c) Massenspektrum von in Wasser gelöstem Tetrabutylammoniumbromid (m/z 242) und

seinen Fragmenten über einen m/z Bereich von 10-280. Die Fragmente von TBA+ besitzen

alle den gleichen m/z Abstand, weswegen es zur Kalibration des Massenspektrometers

innerhalb dieses Bereiches geeignet ist.

Die Herstellerspezifikationen des Quadrupols geben eine Maximalauflösung von

m/Δm = 1800 an. In der Apparatur wurde mit Cs+ eine maximale Auflösung von

m/Δm = 1660 erzielt (Abbildung I.2.14). Dies belegt die gute Funktionalität des

QPMS. Mit steigender Auflösung sinkt jedoch die transmittierte Intensität. Für die

spektroskopische Analyse ist es hingegen ausreichend, wenn sich zwei Massen

eindeutig voneinander trennen lassen, was zum Vergleich im Falle von Cs+ einer

Massenauflösung von m/Δm = 133 entspräche. Somit minimiert der Massenselekti-

onsbetrieb die transmittierte Ionenintensität nur mäßig.

I.2.4 Oktupol-Ionenleiter

2.4 Oktupol-Ionenleiter

Der selbstgefertigte Oktupol-Ionenleiter (Abbildung I.2.15) befindet sich zwischen

dem QPMS und der 22-Pol Falle. Er wurde für die Überbrückung einer differentiel-

len Pumpstufe entwickelt, die notwendig ist, um den erforderlichen Enddruck in der

22-Pol Kammer von 10-8 mbar zu realisieren. Er besitzt eine Länge l = 30 cm inclu-

sive aller elektrostatischer Linsen, wobei die Polstangen allein 25 cm messen. Der

Polstangendurchmesser beträgt 5 mm, woraus sich ein Innendurchmesser des Ok-

tupols von r0 = 1,5 cm ergibt. Die Spannungsversorgung der Pole erfolgt über zwei

Ringkonstruktionen, die mit Hilfe von Schraubverbindungen mit den jeweils alternie-

renden Polstangen fest verbunden sind. Am Eingang befindet sich nur eine End-

kappe. Die Eingangsfokussierung des Ionenstrahls in den Oktupol wird von einem

Einzellinsenstapel übernommen, welcher bereits am Ionenumlenker befestigt ist.

Am Ausgang des Oktupols befindet sich eine weitere Endkappe sowie ein Einzellin-

senstapel für die nachfolgende Ionenstrahljustage. Die Mittenlinse ist dabei geteilt,

um den Strahl nachträglich senkrecht zu seiner Ausbreitungsrichtung ablenken zu

können. Dies ist notwendig, da sich die 22-Pol Position durch die thermische Aus-

dehnung des Kryostaten mit der Temperatur verändert. Die Wahl eines großen Pol-

stangendurchmessers und die sich daraus ergebende robuste Konstruktion des

gesamten Oktupols erfolgt aufgrund der sich hieraus ergebenden einfacheren tech-

nischen Realisierung. Bei kleinen Durchmessern kann es bei nicht ausreichender

Genauigkeit in der Verarbeitung zu Verbiegungen der Polstangen kommen, was

sich sehr negativ auf die Ionenleiteigenschaften auswirkt.

Der Oktupol selbst ist über eine Konstruktion aus PEEK elektrisch isolierend an

einen an die Kammer passend gefertigten metallischen Halter montiert. Dessen

Durchmesser wiederum ist auf der einen Seite passend zum Innendurchmesser

(d = 100 mm) der Kammer konstruiert, in die der Halter eingelassen wird. Auf der

anderen Seite ist dieser größer und liegt auf der übrigen freien Fläche auf. Hier

kann der Halter mit Hilfe von vier Schrauben in die Senkbohrungen innerhalb des

Flansches verschraubt werden.

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Abbildung I.2.15. Konstruktionszeichnung des Oktupol-Ionenleiters. Die aufnehmende

Vakuumkammer besitzt rechtsseitig einen DN 150 CF Flansch, jedoch nur einen Innenrohr-

durchmesser von 100 mm. Eine Vakuumkammerbefestigung, an welcher wiederum der

Polstangenhalter aus PEEK montiert ist, wird rechtsseitig in die Kammer geschoben und mit

der Innenseite des Flansches verschraubt. In den Polstangenhalter sind die acht Polstangen

mittels Schrauben befestigt. Am anderen Ende des Oktupols ist ein PEEK-Halter montiert,

an dem der Austrittslinsenstapel mit geteilter Mittellinse fixiert ist. Die Spannungsversorgung

erfolgt über zwei angepasste Stahlklemmen. Eine Trennwand mit angepasster PEEK-

Konstruktion dient als Pumpstufenapertur zwischen den Oktupol und 22-Pol Kammern.

Der Oktupol wird durch einen RF-Generator (RFG50–4MHz/CGC Instruments) be-

trieben. Dieser läuft bei einer Frequenz von 4 MHz mit dem Oktupol resonant und

kann Spannungsamplituden von bis zu 300 V gegenüber Masse ausgeben. Für die

Versorgung der Polstangen mit der Radiofrequenz wurden zwei spezielle Edelstahl-

halter gebaut. Die Länge des Oktupols überragt die Kammer, in der er sich befindet

und reicht mit dem Einzellinsenstapel an dessen Ende bis zum äußeren Kälteschild

des 22-Pols. Eine am Ende der Oktupolkammer angebrachte Pumpkammertrenn-

wand sorgt dafür, dass dieser Bereich als differentielle Pumpstufe genutzt werden

kann.

I.2.5 Kryogene 22-Pol Ionenfalle

2.5 Kryogene 22-Pol Ionenfalle

Die kryogene 22-Pol Falle ist das Herzstück der Apparatur (Abbildung I.2.16). Sie

wurde von Dieter Gerlich als Dauerleihgabe zur Verfügung gestellt. Die Konstruktion

ist so gestaltet, dass jeweils elf längenangepasste, kommerziell erhältliche Sprit-

zenkanülen (d = 1 mm) kreisförmig mit äquidistantem Bogenmaß in einen Polstan-

genaufnehmer eingepresst sind. Dem gegenüber steht ein weiterer Polstangenauf-

nehmer in welchem die Stangen gegenüber ersteren um den halben Bogenmaßab-

stand zweier Pole verschoben angeordnet sind. Die sich aus der Anordnung der

Polstangen ergebenden Werte für den Innendurchmesser sowie der Länge des 22-

Pols ergeben sich zu r0 = 5 mm bzw. l = 36 mm. Die Aufnehmer selbst dienen

gleichzeitig als Außenwand eines inneren Kälteschildes und zur Kontaktierung mit

der benötigten Wechselspannung. Mit Hilfe von Saphierplättchen gelingt es diese

Halter, elektrisch isoliert jedoch thermisch leitend, auf eine Kupferplatte zu montie-

ren. Letztere wiederum ist mit einem Messingheizblock von Janis Research verbun-

den, der speziell hierfür gefertigt wurde. Dieser Heizblock besteht aus zwei Bohrun-

gen, in die zwei elektrische Heizkartuschen eingelassen sind, sowie einer Aus-

fräsung zum Positionieren einer Silizium-Temperaturmessdiode. Zusammen mit

dem 22-Pol ist der Heizblock mit der Spitze eines Kaltkopfes (Sumitomo, Beschrei-

bung weiter unten) verschraubt und dient hier der Temperaturregulierung. Dabei

wird gegen die konstante Kühlleistung des Kaltkopfes geheizt.

Um Ionen im 22-Pol zu fangen und zu kühlen, bedarf es eines Puffergases als

thermisch leitendes Medium zwischen den heißen Ionen und den kalten Wänden

des Kälteschildes. Ein Kupfergehäuse als innerer Kälteschild ist um den 22-Pol

montiert, um diesen Kühlvorgang besonders effizient zu gestalten. Auf diesem Ge-

häuse ist ein Einlassstutzen für das Puffergas eingebaut, welches mit Hilfe eines

Teflonschlauches von einem Piezoventil in die Falle geführt wird. Das über das

Ventil pulsweise eingelassene Gas kollidiert mit den Wänden des 22-Pols und kühlt

schnell auf dessen Temperatur ab. Anschließende Stöße mit den in der Falle ge-

fangenen Ionen führen wiederum zu deren Kühlung.

An den Polstangenhaltern sind jeweils noch die Endkappe der 22-Pol Falle und eine

weitere elektrostatische Blende befestigt. In der ersten Version wurden sie durch

dünne Saphirplättchen elektrisch voneinander isoliert. Aufgrund von auftretenden

elektrischen Problemen wurden sie durch kleine Saphirkügelchen ersetzt, wie spä-

ter noch erklärt wird. Die Endkappe dient zur Herstellung eines Fallenpotentials in

Ionenstrahlrichtung, während sie zusätzlich, in Kombination mit einer weiteren

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

elektrostatischen Linse, eine Ionenstrahlfokussierung zur effizienten Fallenbefüllung

erlaubt.

Abbildung I.2.16. Schnitt durch die 22-Pol Falle mit äußerem Kälteschild und montierten

Einzellinsenstapeln. Die Falle ist in einen Heizblock geschraubt und auf dem Kaltkopf

montiert. Der Puffergaseinlass erfolgt von oben durch einen Teflonschlauch. Die

Polstangenhalter sind mittels Saphirplättchen elektrisch isoliert auf eine Kupfergrundplatte

geschraubt. Die Saphirplättchen zur Isolierung der Endkappen von den Polstangenhaltern

wurden (hier nicht gezeigt) durch Saphirkügelchen ersetzt. Durch die Ringelektroden ist es

möglich, von außen in das 22-Pol Feld einzudringen, um die Ionen hier zu manipulieren. Für

die später in dieser Arbeit folgenden Messungen wurden diese wegen technischer Probleme

demontiert.

Um die 22 Pole der Falle sind fünf 100 µm dicke Ringelektroden äquidistant aufge-

reiht. Diese dienen der Beeinflussung des axialen Fallenpotentials. Ihre geringe

Dicke ist notwendig, um eine hohe Feldstärke zu erzeugen, die durch die Polstan-

gen in den 22-Pol Bereich etwas eindringt. Das Risiko von Spannungsdurchschlä-

gen wird dadurch jedoch erhöht. Aus diesem Grunde werden sie in der aktuellsten

Version des Experimentes, mit der auch die später folgenden Messdaten aufge-

nommen wurden, nicht mehr genutzt und entfernt.

I.2.5 Kryogene 22-Pol Ionenfalle

Die 22-Pol Falle erreicht Endtemperaturen um 4 K. Da die Kühlleistung durch den

Kryostaten jedoch begrenzt ist (1 W bei 4,2 K), müssen jegliche Wärmequellen eli-

miniert oder zumindest aufs Minimum reduziert werden.

Ein wichtiger Schritt ist hier das Anbringen eines äußeren Kälteschildes, ein Alumi-

niumgehäuse, das die gesamte Falle, bis auf die Zugänge für den Ionentransport,

einschließt. Der Kälteschild ist auf der zweiten Kühlstufe des Kaltkopfes montiert

und besitzt im Betrieb eine Temperatur von etwa 40 K. Somit wird verhindert, dass

thermische Strahlung von außen den inneren Schild aufheizen kann. Außerdem

werden hierdurch alle notwendigen elektrischen Zuleitungen vorgekühlt. An den

jeweils gegenüberliegenden Seiten entlang der Ionenstrahlachse sind Einzellinsen-

stapel angebracht, die den Ionenstrahl im Durchmesser anpassen. Gleiches gilt für

die Ausgangsseite.

Als Radiofrequenzgenerator zur Versorgung des 22-Pols wird, wie schon für den

MiniQP, ein Eigenbau basierend auf einem QRP-PA 2008 Bausatz benutzt (Kapitel

I.2.9). Die Radiofrequenzspannung wird über einen Transformator auf die Polstan-

gen gekoppelt. In einem früheren Entwicklungsstadium befanden sich die Sende-

und Empfängerspulen zur 22-Pol Ansteuerung im Vakuum, kurz unterhalb des äu-

ßeren Kälteschildes. Dabei war die Empfängerspule direkt mit dem äußeren Kälte-

schild verbunden. Die Vorstellung war, dass durch die berührungslose Übertragung

der Radiofrequenzspannung die thermische Last, die durch direkten Kontakt mit

dem inneren Kälteschild entstehen würde, stark reduziert wird. Diese Konstruktion

führte jedoch zu einer starken Rückkopplung des Radiofrequenzsignals auf alle

leitenden Teile innerhalb der Kammer. Da die Empfangsspule am äußeren Kälte-

schild des 22-Pols befestigt war, lag auch hierdurch eine thermische Last auf den

inneren Kälteschild wodurch sich durch diese Konstruktion kaum Vorteile ergeben.

Die Probleme wurden gelöst, indem die Zuleitungen aus Kupfer vom Radiofre-

quenzgenerator zum äußeren Kälteschild durch dicke Edelstahldrähte ersetzt wur-

den. Diese haben einen sehr geringen Wärme-, jedoch einen hinnehmbaren elektri-

schen Leitwert. Thermisch geankert werden diese Drähte mit Hilfe von Keramiken

am äußeren Kälteschild. Die elektrische Verbindung zwischen äußerem Kälteschild

und den Polstangenhaltern bilden nun zwei 0,25 mm dünne Titandrähte. Diese be-

sitzen wiederum einen besseren elektrischen Leitwert als Edelstahl, jedoch eine

ähnliche thermische Leitfähigkeit. Hierdurch wird die elektrische Verlustleistung re-

duziert, was wiederum die thermische Last auf den 22-Pol minimiert. Der zur Küh-

lung der 22-Pol Falle genutzte zweistufige Kaltkopf (SRDK-408D2/Sumitomo) wird

mit einer Kompressoreinheit (F-50H) betrieben wird. Mit der ersten Stufe sind Tem-

peraturen bis zu 40 K erreichbar, bei einer Kühlleistung von 34 W, für eine Netzfre-

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

quenz von 50 Hz. Die zweite Stufe erreicht, nach Herstellerangaben, Minimaltempe-

raturen von < 3,5 K. Bei 4,2 K beträgt die nominelle Kühlleistung 1 W.

Um den 22-Pol auf diese Temperaturen zu kühlen, müssen mehrere Aspekte be-

achtet werden. Zunächst darf die Wärmelast nicht höher als die Kühlleistung an der

Kaltkopfspitze sein. Ein anderer, weit kritischerer Punkt ist die Wärmeleitung einzel-

ner 22-Pol Komponenten, die erforderlich ist, um die Wärme über den Kaltkopf ef-

fektiv abzutransportieren. Durch die Ansteuerdrähte sowie den zur Gasversorgung

benötigten Teflonschlauch kommt es zu einer äußeren thermischen Last, die auf die

22-Pol Komponenten wirkt. Dies führt schließlich zu einem Temperaturgradienten

zwischen der Bodenplatte und dem Deckel des 22-Pol Halters. Um diesen zu mini-

mieren, müssen die sich berührenden Oberflächen einzelner Komponenten mög-

lichst groß sein und in gutem thermischen Kontakt miteinander stehen. Hier ist es

von Vorteil, Indiumfolie (hier mit einer Dicke von 0,25 mm) als Kontaktmittel zweier

aufeinanderliegender Flächen zu benutzen, da diese sehr weich ist und sich der

Oberfläche einfach anpasst. Mit einer thermischen Leitfähigkeit von 0,4 W/(cm K)

bei 300 K, jedoch elektrisch isolierend, sind Saphirplättchen eine gute Wahl zum

Verbinden der Polstangenhalter mit der Grundplatte bzw. der Ein- und Ausgangslin-

sen und an den Polenden.

Da die minimal erreichbaren Temperaturen sehr niedrig sind, werden für deren

Messung Si-Dioden verwendet, die mit Hilfe eines speziellen Steuergeräts (Model

336/Lakeshore) ausgelesen werden. Die Diodenkabel müssen dabei an der ersten

und zweiten Stufe des Kaltkopfes thermisch geankert werden um eine Verfälschung

der Temperaturmessung zu verhindern. Eine Messdiode ist dabei direkt in den

Messingheizkörper eingebaut und sitzt somit direkt über der zweiten Stufe des Kalt-

kopfes. Die Andere ist auf der oberen Seite des 22-Pol Gehäuses montiert. Somit

kann die weiter oben beschriebene Differenztemperatur gemessen werden. Die

gesamte Länge des Kaltkopfes zieht sich während des Abkühlens zusammen,

wodurch sich auch der 22-Pol senkrecht aus der Ionenstrahlachse hinausbewegt.

Um dies zu kompensieren, wurde der Kaltkopf auf einen DN 150 CF Wellbalg mon-

tiert. Die Ausrichtung des Balges erfolgt nur einmal bei tiefen Temperaturen und

bleibt anschließend erhalten. Die räumliche Positionsänderung des 22-Pols bei un-

terschiedlichen Temperaturen lässt sich mit Hilfe angepasster Spannungswerte an

den geteilten Mittenlinsen des Oktupolausgangs sowie des Ionendeflektors teilweise

wieder kompensieren.

I.2.5 Kryogene 22-Pol Ionenfalle

Endkappen

Die Endkappen des 22-Pols dienen dazu, mit Hilfe eines hier angelegten regelbaren

Potentials, Ionen auch entlang der Polstangen zu fangen und wieder zu extrahieren.

Dabei kann die Endkappe Richtung ReTOFMS mit Hilfe eines Pulsgenerators (PVX-

4140/DEI) sehr schnell (≤ 25 ns) mit Spannungen von bis zu ±3,4 kV angesteuert

werden. Typische Werte liegen jedoch zwischen 10 und -150 V. Diese sind notwe-

nig, um die Länge des extrahierten Pulses für das Einkoppeln in das folgende Re-

TOFMS anzupassen (Kapitel I.2.8)

In der ursprünglichen Version wurden die Endkappenspannungen durch einen an-

deren Signalgenerator (DG1022/Rigol) mit nachgeschalteten Spannungsverstärkern

(WMA02/Falco Electronics) geregelt. Zu diesem Zeitpunkt waren die Endkappen

des 22-Pols durch Saphirplättchen thermisch leitend mit den 22-Pol Haltern verbun-

den. Durch die geringe Plättchendicke bilden die sich gegenüberliegenden Flächen

von Endkappe und 22-Pol Halter eine gemessene elektrische Kapazität von

~ 40 pF. Dieser recht hohe Wert führte, zusammen mit dem hohen Ausgangswider-

stand des Pulsverstärkers, zu einer unerwünschten Rückkopplung der 22-Pol Ra-

diofrequenzspannung auf die Endkappen.

Abbildung I.2.17. Ersatzschaltplan zur Erklärung der Rückkopplung der Radiofrequenz-

spannung auf die Endkappen des 22-Pols. Über die durch den geringen Abstand zwischen

Endkappe und 22-Pol Halter generierte Koppelkapazität CK fließt ein Strom, wodurch eine

Spannung am Ausgangswiderstand des Pulsverstärkers abfällt. Die Dämpfungskapazität CV

führt zu einer Dämpfung der Amplitude.

Solche Spannungswerte führen dazu, dass die gefangenen Ionen entlang der Ach-

se Schwingungen durchführen. Dies führt zu vermehrten Stößen mit dem Puffergas,

was die gefangenen Ionen aufheizt. Deswegen ist es notwendig, diese Amplituden

zu reduzieren. Das Zustandekommen der Rückkoppelspannung ist mit Hilfe des in

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Abbildung I.2.17 dargestellten Ersatzschaltbildes illustriert. Die Radiofrequenzspan-

nung überträgt sich durch die Koppelkapazität auf die Endkappen. Der resultierende

Strom fließt über den Ausgangswiderstand des Pulsverstärkers und wird gleichzeitig

durch die Kabel/Dämpfungskapazitäten Cv gedämpft. Dabei kann vereinfacht an-

genommen werden, dass hier der Betrag des kapazitiven Blindwiderstandes ǀXVǀ

des Koppelkondensators und das RC-Glied des Pulsverstärkers einen Spannungs-

teiler bilden. Der Gesamtimpedanzbetrag des Pulsverstärkers, bestehend aus Ka-

belkapazität und Ausgangswiderstand, ergibt sich zu

|ZV|=RV⋅|XV|

RV+|XV| .

(I.2.16)

Somit lässt sich die Gesamtspannung an der Endkappe des 22-Pols wie folgt ab-

schätzen:

Uend=U22P⋅|ZV|

Xc+|ZV| .

(I.2.17)

Die Kabelkapazität der Endkappe zum Verstärker wurde mit Cv = 120 pF gemessen.

Der Ausgangswiderstand des Falco-Verstärkers beträgt Rv = 50 k. Die Resonanz-

frequenz des 22-Pols entspricht f = 7 MHz mit einer maximal erreichbaren Span-

nungsamplitude von U22-P = 355 V (Kapitel I.2.9). Bei einer Koppelkapazität an der

Endkappe resultiert somit eine hohe unerwünschte Spitzenspannung von

UEnd = 88 V. Eine übliche Lösung dieses Problems besteht im Hinzufügen einer sehr

hohen Dämpfungskapazität Cv nahe der Endkappen. Jedoch würde dies bedeute-

ten, dass der Ionenextraktionspuls ebenfalls gedämpft würde, was den Ionentrans-

port ins ReTOFMS und die dortige Detektion drastisch verschlechtern würde. Eine

andere Lösung liegt in der Reduzierung der Koppelkapazität Ck. Dies kann zum

einen durch eine Vergrößerung des Abstandes von Endkappe zum 22-Pol Halter

realisiert werden, zum anderen durch den Austausch der Saphirplättchen durch

jeweils drei Saphirkugeln. Letzteres resultiert in einer Verringerung von ϵr und somit

der Koppelkapazität auf ~ 5 pF, was zu Ausschlägen der Endkappenspannungen

um bis zu ±7,5 V führt.

I.2.5 Kryogene 22-Pol Ionenfalle

Abbildung I.2.18. Spannungspulsverlauf an der dem ReTOFMS zugewandten Endkappe

des 22-Pols. Die durch die Kapazität auf die Endkappen tretende 22-Pol Radiofrequenz-

spannung erreicht, auch unter Hinzunahme einer Glättungskapazität von 10 nF, Werte um

0,6 VPP. Die Fallzeit der Ionen extrahierenden Seite beträgt 2 µs.

Dieser immer noch beachtliche Wert wurde mit dem späteren Austausch des Falco

Verstärkers durch den Pulsgenerator von DEI nochmals deutlich verringert. Dieser

Pulsgenerator ermöglicht das zusätzliche Anbringen eines Dämpfungskondensators

von Cv = 10 nF, wodurch die Amplituden nochmals um den Faktor 25 verringert

werden konnten (±0,3V). Gleichzeitig reduziert sich die Fallzeit des extrahierenden

Spannungspulses von 40 µs auf annähernd 2 µs (Abbildung I.2.18).

Gepulstes Piezoventil

Wie bereits in Kapitel I.2.1 erwähnt, wird zur Speicherung und Kühlung von Ionen in

einer Multipolfalle ein Puffergas benötigt. Für den geregelten Einlass des Gases in

die 22-Pol Falle wird ein von Dieter Gerlich entwickeltes Piezoventil verwendet

(Abbildung I.2.19),125,126 welches schnell und mit hoher Repetitionsrate schaltbar ist.

Es kann benutzt werden, um einen statischen Gasvolumenstrom oder sehr kurze

Molekularstrahlimpulse von bis zu 10 µs Länge zu erzeugen. Das Ventil sitzt im

Vakuum oberhalb des 22-Pols und wird mittels Swagelok® VCR® Verbindungen mit

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

dem Puffergas im Vordruckbereich zwischen 1 und 2 bar versorgt. Das Gas wird

anschließend durch einen kurzen Teflonschlauch sowie einer Eingangsführung in

den 22-Pol geleitet. Teflon ist thermisch isolierend (0,24 W/(m K)), so dass kaum

thermische Last auf den 22-Pol anfällt.

Abbildung I.2.19. Schema des von Gerlich entwickelten schnellen Piezoventils.125 Der Ga-

seinlass erfolgt über einen Swagelok® VCR® Anschluss. Durch den hohen Umgebungsdruck

wird die auf den Piezo aufgeklebte Dichtung auf die Düse gedrückt und verschließt diese.

Beim Anlegen einer Spannung wird diese Dichtung angehoben und das Gas kann austreten.

Die Ansteuerung des Piezoventils erfolgt über einen Spannungsverstärker

(PD200/PiezoDrive) der eine Maximalspannung von 200 V erzeugen kann. Die Pul-

se selbst werden über einen extern getriggerten Signalgenerator (DG1022/Rigol)

mit maximaler Steuerpulshöhe von ±10 V erzeugt. Die typischen Steuerpulslängen

liegen zwischen 500 µs und 5 ms.

Ionenspeicherung im 22-Pol

Aus dem Volumen des 22-Pols (r0 = 5 mm und l = 36 mm) ergibt sich, bei homoge-

ner Ionenverteilung, und bei einem effektiven Fallenpotential von Veff = 2 eV, unter

Einbezug der Raumladungsabstoßung innerhalb der Falle nach 22

I.2.5 Kryogene 22-Pol Ionenfalle

N=4πϵ0RVeff

e2 ,

(I.2.18)

mit

R=6r02

e2 ,

(I.2.19)

eine maximal mögliche Ionenzahl von annähernd 3·107 Ionen. Hier sind ϵ0 die Per-

mittivität des Vakuums und e die Elementarladung. Um die Funktionalität des 22-

Pols zu überprüfen, wird eine Testreihe durchgeführt, in der die Speicherzeit für Cs+

Ionen im 22-Pol variiert wird. Hierzu werden unter immer gleichen Bedingungen

erzeugte Cs+ Ionenpulse in die 22-Pol Falle gelassen und gefangen. Nach einer

variablen Speicherzeit werden sie aus der Falle extrahiert und das resultierende

Ionensignal im ReTOFMS aufgenommen. Kommt es zu keiner merklichen Abnahme

des Ionensignals bei langer Speicherzeit, ist die sehr gute Funktionalität des 22-

Pols nachgewiesen. In Abbildung I.2.20 ist das gemessene Ionensignal über der

Speicherzeit von bis zu 250 s aufgetragena. Die Messung zeigt geringe Signal-

schwankungen, die jedoch den Instabilitäten der ESI-Quelle zuzuschreiben sind.

Hierdurch werden Experimente möglich, bei denen z. B. sehr langsame Reaktionen

gemessen werden können.

Abbildung I.2.20. Speicherzeit von Cs+ Ionen im 22-Pol bei 5 K Fallentemperatur. Das Sig-

nal zeigt bis auf leichte Schwankungen keine merkliche Abnahme bis zu 250 s. Die Mes-

sung wurde dabei von langen Speicherzeiten zu kürzeren hin aufgenommen. Eine Sig-

nalabnahme wurde bis zu 15 Minuten nicht wahrgenommen (nicht gezeigt).

a Eine Speicherzeit bis zu 15min ohne Abnahme des Ionensignals konnte auch beobachtet

werden, wurde jedoch nicht aufgezeichnet.

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

2.6 Reflektron-Flugzeitmassenspektrometer (ReTOFMS)

Als letztes Element der gesamten Apparatur wird ein vorhandenes, selbstgebautes

Reflektron-Flugzeitmassenspektrometer (ReTOFMS) eingesetzt. Dieses ist mit Hilfe

eines Einzellinsendeflektors mit der 22-Pol Falle verbunden und dient der massen-

selektiven Detektion der gespeicherten Ionen. Dies können Reaktionsprodukte,

Fragmente, im 22-Pol gebildete Cluster aber auch isolierte Ionen sein. Bei Pho-

tofragmentationsexperimenten hat das ReTOFMS den Vorteil, im Vergleich zu ei-

nem QPMS, ein komplettes Massenspektrum in jedem Messzyklus aufzunehmen.

Somit ist die gleichzeitige Detektion mehrerer Fragmentationskanäle pro Laser-

schuss möglich, was eine Vielzahl zusätzlicher wichtiger Informationen liefert. Das

in diesem Experiment verwendete ortho-ReTOFMS wird dabei so eingesetzt, dass

ein Ionenpuls, welcher die 22-Pol Falle entlang der Polachse verlässt (z-Richtung,

Abbildung I.2.21) orthogonal zu dieser ins Flugrohr abgezogen wird.

Abbildung I.2.21. Die unterschiedlichen Startbedingungen in einem (ortho-)TOFMS. a)

(ideal) Alle Ionen liegen in einer Ebene zwischen den Beschleunigungsgittern, ohne thermi-

sche Energie in der Mitte des Beschleunigungsbereiches (a/2). Die Startenergien ergeben

sich aus den Spannungen Ua > Ub. b) Die Ionen verteilen sich in einem kleinen Volumen ±x

um den Abstand a/2 und erhalten somit durch das beschleunigende Feld verschiedene Star-

tenergien. c) Ionen besitzen eine thermische Energieverteilung, die zu Geschwindigkeits-

komponenten v0x entgegen oder in Beschleunigungsrichtung entlang der x-Koordinate

führen, was wieder in verschiedenen Startenergien resultiert. d) Annähernd reale Startbe-

dingungen in einem ortho-TOFMS. Zusätzlich zu den in b) und c) gezeigten Eigenschaften

kommen noch Geschwindigkeitskomponenten entlang der z-Achse hinzu (Abbildung I.2.22.).

Das in dieser Dissertation verwendete Flugzeitmassenspektrometer basiert auf dem

Prinzip, dass ein zwischen zwei Beschleunigungsgittern lokalisiertes Ionenpacket

durch ein starkes elektrisches Feld beschleunigt und anschließend in eine feldfreie

Driftstrecke übergeben wird. Letztere passieren alle Ionen mit (annähernd) gleicher

kinetischer Energie jedoch mit unterschiedlichen Geschwindigkeiten für Ionen mit

I.2.6 Reflektron-Flugzeitmassenspektrometer (ReTOFMS)

verschiedenem m/z. Wird anschließend die Flugzeit gemessen, kann m/z über die

unterschiedliche Laufzeit bestimmt werden.

Die Massenauflösung einer solchen Konstruktion hängt dabei sehr stark von der

Wahl der elektrischen Felder, der Orts- und Geschwindigkeitsverteilung der Ionen

im Beschleunigungsbereich, sowie der Länge der Gesamtflugstrecke ab. Detailliert

betrachtet, ergeben sich für das in dieser Arbeit verwendete ReTOFMS vier haupt-

sächliche Ursachen, die zu einer Verringerung der Auflösung führen.

1. Die Ionen befinden sich zum Startzeitpunkt in einem endlich ausgedehnten Be-

reich entlang der x-Koordinate. Die verschiedenen Startorte a/2±Δx b (Abbildung

I.2.21) erfahren ein unterschiedliches Beschleunigungspotential. Dies führt zu un-

terschiedlichen potentiellen Startenergien Upot und demzufolge zu unterschiedlichen

Geschwindigkeiten im Driftbereich, selbst für Ionen mit identischem m/z. Teilchen

mit geringerer Upot erreichen den Driftbereich früher, fliegen jedoch langsamer und

werden an einem bestimmten Ort, dem sogenannten Ortsfokus, von den schnelle-

ren Teilchen überholt. Nach dieser räumlichen Fokussierung fließt der Ionenpuls

wieder auseinander. Durch eine lange Driftstrecke wird dieser Effekt noch einmal

verstärkt.

2. Die Ionen besitzen neben der Beschleunigungsenergie zusätzlich eine initiale

kinetische (thermische) Energie, die sich in einer entsprechenden Geschwindig-

keitsverteilung in Abzugsrichtung äußert. Teilchen, die sich zum Startzeitpunkt ent-

gegengesetzt zum beschleunigenden E-Feld bewegen, werden zunächst abge-

bremst, um anschließend wieder entlang der Abzugsrichtung beschleunigt zu wer-

den. Dies führt zu einer Umkehrzeit, bis die Teilchen wieder zum selben Ort gelan-

gen, von dem aus sie gestartet sind. Ionen, die Geschwindigkeitskomponenten in

Abzugsrichtung besitzen, werden demzufolge schneller abgezogen. Die dadurch

entstehende Verteilung der kinetischen Energie ±Ui = ±1/2mvi2 resultiert in einem

zusätzlichen Verschmieren des Ionenpulses.

3. Ein weiterer Grund ist die kinetische Energieverteilung in z-Richtung innerhalb

des Beschleunigungsbereiches (Abbildung I.2.22). Hierdurch fächert die Flugbahn

der Ionen im ReTOFMS Richtung Detektor hin auf, wodurch sich für die einzelnen

Geschwindigkeitskomponenten verschiedene Winkel und somit verschiedene Wege

ergeben. Dieser Fehler wird umso größer, je kleiner das Verhältnis der kinetischen

b Der Einfachheit halber wurde hier der Startort der Ionenbeschleunigung mittig zwischen

beide Beschleunigungsgitter gelegt.

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Energie in y-Richtung zu der in x-Richtung nach der ReTOFMS Beschleunigung ist.

Zudem vergrößert er sich mit steigender MCP-Detektorfläche im ReTOFMS.

4. Schlussendlich wird die Auflösung eines TOFMS durch eine endliche Anstiegs-

zeit des Ionendetektors limitiert, was die untere Grenze der Massenlinienbreite defi-

niert.

Zusätzlich zu den vier genannten Hauptgründen können sich auch elektrische- und

magnetische Störfelder auf die Qualität eines TOFMS Spektrums auswirken. Auch

die endlichen Anstiegszeiten des Extraktionspulses beeinflussen die Auflösung ei-

nes TOFMS.

Abbildung I.2.22. Nachbearbeitete SIMION 8.1127 Simulation (m/z 100) einer ReTOFMS-

Ionenbeschleunigung aus einer Punktquelle heraus bei verschiedenen initialen kinetischen

Ionenenergien in x-Richtung (0,5 eV rot, 7 eV schwarz). Der Vergleich zwischen oben und

unten zeigt deutlich, dass mittels der Ablenkplatten und der Wahl der Spannung jeweils nur

eine initiale Ionenenergie kompensiert werden kann.

Wiley-McLaren- und Reflektron-Flugzeitmassenspektrometer

Wie zuvor beschrieben ist die Auflösung eines TOFMS fundamental davon abhän-

gig, aus welcher räumlichen Verteilung Ionen aus dem Extraktionsbereich be-

schleunigt werden und welche Energieverteilung diese besitzen. Je kleiner beide

Werte sind, desto höher ist die Auflösung. Diese ist jedoch durch z. B. eine maximal

erreichbare Raumladungsdichte sowie die thermische Teilchenbewegung limitiert.

Um die durch die initiale räumliche Verteilung entstehende energetische Verteilung

der Ionen zu kompensieren, wurden in der Geschichte der Flugzeitmassenspektro-

metrie bereits vielfältige Techniken entwickelt, wie z. B. das „time-lag-focussing“128,

I.2.6 Reflektron-Flugzeitmassenspektrometer (ReTOFMS)

„impulse field focussing“129 oder das „rapid field reversal“130. Auch hat man sich auf

andere Weise diesem Problem gewidmet, indem die TOFMS-Analyse durch die

„momentum focussing“ mittels magnetischer Sektoren erfolgt131, aber auch mittels

radialer elektrischer Felder, die zu spiralförmigen Ionentrajektorien führen132. In ei-

nem einfachen linearen TOFMS limitieren die Flugzeitunterschiede durch die initiale

räumliche Ionenverteilung die Auflösung am stärksten. Durch flugzeitkorrigierende

Methoden unter Einbezug des bereits erwähnten räumlichen Fokuspunktes kann

dies jedoch kompensiert werden. In einem einstufigen linearen TOFMS, also mit nur

einer Beschleunigungsstufe und anschließender Driftstrecke, ist die Position des

Ortsfokus eine Konstante, die sich aus der Geometrie der Anordnung ergibt

(Abbildung I.2.23 a).133

Abbildung I.2.23. a) Schematischer Aufbau eines einstufigen und b) zweistufigen, linearen

Flugzeitmassenspektrometers. Der Ortsfokus (erster Ordnung) ist der Ort im Raum, an dem

sich Ionen mit gleichem m/z, jedoch unterschiedlichen Startorten zur gleichen Zeit befinden.

Dieser ist beim einstufigen TOFMS eine feste Größe (a), beim zweistufigen mittels der

elektrischen Felder E

󰇍

a und E

󰇍

b variabel (b). Durch letztere Konfiguration lässt sich am Ortsfo-

kus nur die räumliche Verteilung kompensieren, nicht jedoch die initiale Energie- bzw. Ge-

schwindigkeitsverteilung der Ionen.

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Liegt der Mittelpunkt der Ionenwolke mittig zwischen den beiden Beschleunigungs-

gittern, ergibt sich:

c=a.

(I.2.20)

Die hieraus resultierende Flugstrecke ist zumeist nicht ausreichend, um eine Mas-

senseparierung mittels Flugzeit zu erreichen. Durch das Hinzufügen einer zweiten

Beschleunigungsstufe wird dieser Fokuspunkt erster Ordnung durch Anpassen der

jeweiligen elektrischen Felder variabel, wodurch viel größere Flugzeiten erreicht

werden können. Diese durch Wiley und McLaren128 gefundene Erweiterung führt

bereits zu einer enormen Auflösungssteigerung eines linearen TOFMS. Die Ge-

samtflugzeit der Ionen innerhalb des TOFMS ergibt sich aus den Teilflugzeiten je-

des einzelnen Bereiches:

Mit Hilfe des Energieansatzes:

Uges=Ekin,ges=q⋅a2⋅Ea+q⋅b⋅Eb ,

(I.2.22)

ergeben sich die Flugzeiten der ersten beiden Teilbereiche durch Integration über

die jeweiligen Längen der einzelnen TOFMS Beschleunigungsstufen sowie der feld-

freien Driftstrecke.128 Der Mittelpunkt der Ionenwolke befindet sich dabei mittig im

ersten Beschleunigungsbereich. Für die Teilbereichsflugzeiten ergibt sich:128

ta=√2m

2qEa⋅√qaEa

2 ,

(I.2.23)

tb=√2m

qEb(√Uges−√qaEa

2) ,

(I.2.24)

tc=c√m

2⋅Uges .

(I.2.25)

tges=ta+tb+tc .

(I.2.21)

I.2.6 Reflektron-Flugzeitmassenspektrometer (ReTOFMS)

Der Flugzeitunterschied der Ionen Δt=t(a/2+x), der durch die initiale räumliche

Verteilung der Ionen entlang der x-Achse verursacht wird, kann mit Hilfe einer

Taylorentwicklung beschrieben werden:

Δt=∑ 1

k!∂kt(a/2)

∂xk(𝑥−a2 )k .

∞

k=0

(I.2.26)

Wird nur der erste Koeffizient ∂t(a/2)

∂x =0 gesetzt, so ergibt sich der Ortsfokus erster

Ordnung. Sind zusätzlich ∂kt(a)

∂xk=0,k=1,2,3… so spricht man vom Ortsfokus k-ter

Ordnung. Die sich hieraus ergebende Anzahl verschwindender Entwicklungs-

koeffizienten ist somit ein Maß für die Güte der Ortsfokussierung der Flugzeit. Für

die Position des Ortsfokus erster Ordnung erhält man:128

c=a⋅k0

3(1− 1

k0−√k0⋅2b

a),

(I.2.27)

wobei folgende Substitution verwendet wird:

k0=(Ua+Ub)

(Ua−Ub) .

(I.2.28)

Das Ergebnis bedeutet, dass sich für jeden sinnvollen Plattenabstand eine

Spannungseinstellung finden lässt, bei der die gewünschte Ortsfokussierung

realisiert werden kann.

Für die Fokussierung zweiter Ordnung ergibt sich wieder eine von der Geometrie

vorgegebene Fokuslänge. Dies kann für die zukünftige Verbesserung des

verwendeten TOFMS in Betracht gezogen werden, wurde jedoch hier aus Gründen

der Einfachheit nicht angewandt. Durch die Verwendung eines hier zweistufigen

linearen TOFMS lassen sich die Flugzeitfehler, die durch die verschiedenen

Startpositionen entstehen gut beheben. Die verschiedenen Flugzeiten, bedingt

durch die initiale Energieverteilung, können auf diese Weise jedoch nicht von

denen, bedingt durch die unterschiedlichen Startpositionen, entkoppelt werden.

Eine Möglichkeit, dies dennoch zu realisieren, besteht in der Verwendung eines

zweistufigen Reflektors hinter der Driftstrecke der linearen TOFMS-Stufe. Bei

diesem von Mamyrin et al.134 weiterentwickelten Reflektron-TOFMS wird ein

Reflektor dabei so eingesetzt, dass er den Ortsfokus der ersten linearen TOF Stufe

1:1 auf einen (MCP-) Detektor abbildet. Dabei ist der Reflektor in der Lage, die im

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Ortsfokus der ersten linearen Stufe immer noch zu beobachtende

Flugzeitverschmierung zu kompensieren, welche durch die initiale kinetische

Energieverteilung bedingt wird. Denn durch die Abbildung des Ortsfokus kann nicht

mehr zwischen den beiden Ursachen der unterschiedlichen Ionenfluggeschwindig-

keiten (Orts- und Energieverteilung) unterschieden werden. Ionen mit höherer

kinetischer Energie dringen tiefer in den Reflektor ein als Ionen geringerer Energie.

Jedoch alle Ionen erreichen zum gleichen Zeitpunkt im Reflektor den Stillstand

(anders als bei der ersten Beschleunigungsstufe). Somit ergibt sich im Reflektor nur

noch eine Orts-, jedoch keine Geschwindigkeitsverteilung mehr. Diese wiederum

lässt sich, wie eben beim Wiley-McLaren TOFMS gezeigt, durch die zweistufige

Beschleunigung kompensieren, was die Auflösung nochmals verbessert.

Experimentelle Umsetzung des Eigenbau ReTOFMS

Die technische Realisierung des ReTOFMS für diese Doktorarbeit erfolgt durch die

Kombination eines bereits vorhandenen linearen TOFMS mit einem ebenfalls

vorhandenen Reflektor (Abbildung I.2.24). Die Gesamtlänge der linearen Stufe von

der ersten abstoßenden Platte bis zum ersten Gitter des Reflektors beträgt ca.

740 mm. Der Abstand der beiden Beschleunigungsgitter liegt bei a = 19 mm, der

Abstand der zweiten Beschleunigungsplatte zum Eingang des Flugrohrs bei

b = 35 mm. Das Flugrohr selbst besitzt dabei einen Innendurchmesser von 47 mm.

Der Beschleunigungsbereich wird aus drei 5 mm dicken Platten gebildet, welche mit

Aperturen von 37 mm Durchmessern versehen sind. Die letzte Platte ist dabei direkt

mit dem Flugrohr verschweißt. Mit Hilfe von Klemmvorrichtungen werden die

Aperturen der Platten mit feinen Metallgittern (LPI-70-MN17/PRECISION

EFORMING), um ein möglichst homogenes elektrisches Feld zu erzeugen. Hierbei

besitzen die Gitter eine maximale Transmission von 90 %. Die Beschleunigungs-

platten selber werden isoliert durch Keramiken mit Hilfe von vier M3 Gewinde-

stangen gehalten. Für deren Spannungsversorgung sind zusätzlich in kleine

Gewindebohrungen eingelassene Gewindestangen vorhanden. Im Eingangsbereich

des Flugrohrs stehen sich zwei 60 mm lange, an die Krümmung des Flugrohrs

angepasste Ablenkplatten gegenüber, die mittels isolierter Verbindungen durch die

Flugrohrwand mit Spannung versorgt werden können. Die Ablenkplatten dienen der

Korrektur der Ionenflugrichtung. Das Flugrohr in Richtung des Reflektors selbst ist

zweigeteilt. Die zweite Hälfte ist mit dem Deckel des ReTOFMS verschweißt, wie

auch das kurze, jedoch im Durchmesser weitaus größere Flugrohr der

I.2.6 Reflektron-Flugzeitmassenspektrometer (ReTOFMS)

Reflexionsstufe. Die beiden Rohre der ersten Flugrohrsstufe sind durch einen an

deren Außendurchmesser angepassten Metallzylinders miteinander verbunden.

Abbildung I.2.24. Schema des Reflektron-Flugzeitmassenspektrometers (ReTOFMS). Ein

Puls geladener Teilchen aus dem 22-Pol gelangt über den Einzellinsendeflektor in den Be-

schleunigungsbereich des ReTOFMS. Durch Anlegen einer gepulsten Hochspannung wer-

den die Ionen senkrecht zur bisherigen Flugbahn abgelenkt. Im Flug separieren die Ionen

nach m/z und treffen zu unterschiedlichen Zeiten am Detektor auf.

Der Reflektor selbst besteht aus einem Stapel von 13 Metallringen die jeweils einen

Innendurchmesser von 148 mm, einen Außendurchmesser von 170 mm und eine

Dicke von 10 mm besitzen. Diese Ringe werden mit Hilfe von sechs M3 Stangen

zentriert, wobei Keramikscheiben für einen Ringabstand von 1 mm sorgen und

zusätzlich die elektrische Isolierung gewährleisten. Die ersten beiden, sowie der

letzte der Ringe sind so konstruiert, dass hier ein feines Metallgitter eingebaut

werden kann. Das erste schirmt die Spannung des zweiten Gitters gegenüber

beiden Flugrohren ab. Das letzte Netz wird anstelle einer Platte eingebaut um das

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

ReTOFMS optional auch in linearer Konfiguration nutzen zu können. Um einen

elektrischen Kontakt zu ermöglichen, sind in die Ringe von außen Gewinde

eingelassen, in welche M3 Schrauben gedreht wurden. Diese dienen als

Ankerpunkt für die Kabel und Drähte. Die lineare Spannungsversorgung der elf

Ringe zwischen dem zweiten und dem letzten Gitter erfolgt über eine Kette aus

präzisen, hochohmigen (10 M), hochvakuumtauglichen Widerständen

(RH1-10M-J/Token Electronics ) die hier als Spannungsteiler wirken. Hierbei

werden zwei Ringe durch jeweils einen Widerstand miteinander verbunden. Das

erste Gitter hingegen ist elektrisch direkt mit dem Flugrohr kontaktiert, welches auf

Erdpotential liegt. Der gesamte Reflekor ist auf einem Flansch montiert, jedoch

diesem gegenüber um 7,4° mit Hilfe von speziellen Haltern geneigt. Hierdurch erhält

der Ionenspiegel gegenüber dem einfallenden Flugrohr einen Winkel, was die

eintreffendenden Ionen nicht in sich selbst zurück reflektieren lässt sondern in das

Flugrohr der Reflexionsstufe. Dieses ist wiederum um den gleichen Winkel zum

Deckel geneigt, wodurch Eingangs- und Ausgangsrohr des Reflektors zusammen

symmetrisch einen Winkel von 14,8° einschließen. Das Flugrohr der Reflexionsstufe

hat eine Länge und einen Durchmesser von ca. 100 mm. Am Ende des Flugrohres

ist wieder ein feines Metallnetz (90 % Transmission) befestigt, welches die

Spannung des nachfolgenden MCP Detektors abschirmt. Dieser Ionendetektor in

Chevron-Konfiguration der Firma Tectra in der „large mount“ Ausführung und

Standard Anode misst 50 mm im Durchmesser. Er ist durch drei M3

Gewindestangen am Ende des Reflektorzweiges befestigt.

Spannungsversorgung und Datenerfassung des ReTOFMS

Nachdem zuvor die mechanischen Komponenten beschrieben wurden, wird nun die

elektronische Ansteuerung der einzelnen ReTOFMS Komponenten erklärt. Im

Anschluss des erfolgreichen Transfers der Ionen aus dem 22-Pol in den

Beschleunigungsbereich des ReTOFMS wird an beiden Platten (Ua = 3,3 kV,

Ub = 2,9 kV) ein Hochspannungspuls durch zwei Hochspannungspulser (GHTS-

60/Behlke) mit Anstiegszeiten von annähernd 20 ns erzeugt. Die Benutzung zweier

Pulser ist hierbei notwendig, um die für das Wiley-McLaren TOFMS notwendigen

Spannungsdifferenzen in den einzelnen TOFMS Stufen zu erzeugen. Der gepulste

Betrieb ist zudem erforderlich, um es den Ionen aus dem 22-Pol überhaupt erst zu

ermöglichen den Beschleunigungsbereich zu erreichen. Die Spannungsversorgung

der Pulser erfolgt dabei über zwei Ausgänge eines Hochspannungsnetzteiles (NHQ-

216L/ISEQ). Die Hochspannung am hinteren Teil des Reflektors (Ud = 4,77 kV) wird

I.2.6 Reflektron-Flugzeitmassenspektrometer (ReTOFMS)

über ein Hochspannungsnetzteil (LNC 6000-5 pos/Heinzinger) geregelt. Für die

Spannungsversorgung des vorderen Spiegels (UC = 0,75 kV) musste ein

Hochspannungsnetzteil mit geringem Innenwiderstand gewählt werden (MCN 14-

2000/fug), denn dieser ist der letzte Teil der als Spannungsteiler eingesetzten

Widerstandskette, wodurch die minimal einstellbare Spannung begrenzt wird.

Die Hochspannungsversorgung des Ionendetektors erfolgt über den zweiten

Ausgang des ISEG-NHQ-205L Netzteils. Die hier erzeugte Spannung wird über

einen Widerstandsteiler mit Pufferkondensatoren an die beiden MCP Platten

verteilt. Die Anode ist mit einem kürzest möglichen (ca. 10 cm) UHV tauglichen

Koaxialkabel mit einer BNC Vakuumdurchführung verbunden. Das vom Detektor

kommende zeitaufgelöste Ionensignal wird hinter einem schnellen Vorverstärker

(9305/ORTEC) durch eine schnelle Digitalisierungsmesskarte (U1070A-001/Agilent)

am Messrechner detektiert. Da die Standardanode des Detektors (im wesentlichen

ein Aluminiumblech) mit dem UHV-Koaxialkabel nicht impedanzangepasst ist,

kommt es hierdurch zu Signalreflexionen, die sich störend auf die Signalqualität

auswirken.

Eigenschaften des ReTOFMS

Nach Inbetriebnahme des ReTOFMS und der Optimierung der Spannungspara-

meter ergibt sich in Kombination mit dem 22-Pol eine bisher gemessene maximale

Auflösung von m/Δm = t/2Δt = 227 ± 3 (Abbildung 2.25). Dieser Wert ist für ein Re-

TOFMS recht gering, wobei die Gründe hierfür vielfältig sind. Die Hauptursache liegt

im ungenügend kleinen Durchmesser der Ionenwolke im ReTOFMS-

Beschleunigungsbereich (Kapitel I.2.7). Hierdurch kann der Ortsfokuspunkt erster

Ordnung, trotz der zweistufigen Beschleunigung nicht ausreichend komprimiert

werden. Des Weiteren tritt durch die Fokussierung, wegen der hieraus folgenden

Winkelabweichung zur Ionenstrahlachse, eine zur thermischen Verteilung zusätzli-

che inhomogene Geschwindigkeitsverteilung auf. Diese wiederum kann durch den

Reflektor nicht ausreichend ausgeglichen werden. Die unterschiedliche kinetische

Energie in z-Richtung bedingt durch die Extraktion aus dem 22-Pol führt zudem zu

einem Auffächern des Ionenbündels auf dem Weg zum Detektor (Abbildung I.2.22).

Das führt zu Ekin(z)-abhängigen Flugzeiten, was wiederum die Auflösung mindert.

Dies kann durch hohe Abzugsspannungen im Beschleunigungsbereich des TOFMS

etwas verringert werden.

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Abbildung 2.25. Flugzeitspektrum von protoniertem Benzaldehyd (m/z 107) im ReTOFMS.

Die gemessenen Ionen wurden bei einer 22-Pol Temperatur von 10 K, 95 ms lang gekühlt

und anschließend ins ReTOFMS extrahiert. Der zweite Peak im Spektrum (t = 7255 ns /

m/z 108) ist Teil des Isotopenmusters von H+BZH (rote Linie). Die anderen Erhebungen

resultieren aus Überschwingern bei der Ionendetektion.

Auch ist eine sehr starke Abhängigkeit der ReTOFMS Auflösung mit der 22-Pol

Temperatur zu beobachten (Abbildung I.2.26). Hier zeigt sich, dass die Auflösungs-

abnahme mit steigender Temperatur nicht monoton verläuft. So fällt die Auflösung

zuerst von m/Δm = 211 sehr stark, dann zwischen 20 K und 40 K jedoch nur noch

sehr schwach ab, um anschließend wieder stärker abzunehmen. Sie erhöht sich

sogar zwischen 60 K und 80 K um auch dann wieder zu fallen. Eine Erhöhung der

Auflösung mit fallender Temperatur ist wegen der hierdurch bedingten verringerten

Ionengeschwindigkeitsverteilung zu erwarten. Jedoch ist dies keine Erklärung der

beobachteten Schwankungen. Dies deutet darauf hin, dass bei der Abkühlung noch

andere Effekte eine Rolle spielen. Eine mögliche Erklärung hierzu könnte z. B. die

veränderliche Ionentrajektorie vom 22-Pol ins ReTOFMS bedingt durch das Zu-

sammenziehen des Kaltkopfes liefern (Kapitel I.2.5.). Auch andere Effekte, welche

die Ionenoptik durch die veränderliche Temperatur beeinflussen, können hier nicht

ausgeschlossen werden. Die gemessene Auflösung und erzielten Signalintensitäten

pro Messzyklus zeigen, dass die Funktionalität des ReTOFMS für die Anforderun-

gen, die sich aus der Spektroskopie von Flavinmolekülen und anderer für die Zu-

kunft relevanter Molekülionen ergeben, hinreichend gut ist.

I.2.7 Zeitlicher Ablauf des BerlinTrap-Experiments

Abbildung I.2.26. Abnahme der Auflösung des ReTOFMS mit steigender Temperatur der

22-Pol Falle (aufgenommen mit protonierten Benzaldehyd) dargestellt durch eine „Spline-

Interpolation" der Messpunkte. Die Abnahme lässt sich nur teilweise durch die hierdurch

erhöhte kinetische Ionenenergie erklären. Die Fehler für die Temperatur wurden abge-

schätzt, da nicht genau klar ist, wie schnell auch die Polstangen und die Endkappen abküh-

len. Die Auflösungsfehler ergeben sich aus Unterschieden bei verschiedenen Gauß-fits und

wurden hier größtmöglich abgeschätzt.

Die minimale Pulsbreite, die das MCP beim Auftreffen eines Ions erzeugt liegt zwi-

schen 6 und 10 ns und somit unterhalb der für H+BZH gemessenen minimalen

Pulsbreite von 16 ns (Abbildung A.1). Durch die Größe des Detektors kommt es

jedoch zu Unebenheiten der MCP Platten. Ionen die unter Idealbedingungen zur

gleichen Zeit aufträfen und einen sehr großen Abstand zueinander besitzen, errei-

chen die unebene Detektoroberfläche zu verschiedenen Zeiten. Für kleine Massen

kann der gewählte MCP Detektor somit in der Tat zum limitierenden Element für die

ReTOFMS Auflösung werden.

2.7 Zeitlicher Ablauf des BerlinTrap-Experiments

In diesem Abschnitt wird der gesamte zeitliche Ablauf des bisher beschriebenen

BerlinTrap-Experiments näher erläutert. Dieses läuft wegen der sequentiellen Ab-

folge des Fangens und Kühlens im 22-Pol, der Ionendetektion mittels ReTOFMS

und schlussendlich wegen der Verwendung eines gepulsten Lasers im Pulsbetrieb.

Die Abfolge der einzelnen Schaltvorgänge sind in Abbildung I.2.27 skizziert. Zum

Zeitpunkt t = 0 wird der Triggerpuls für das Helium Puffergas im 22-Pol ausgelöst.

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Mit einer Verzögerung von ca. 1,5 ms wird der MiniQP geöffnet, d.h. dessen Aus-

trittsblende auf ein für die gefangenen Ionen attraktives Potential gesetzt. Die Ionen

fliegen anschließend durch den Hexapol, werden am QPMS massenselektiert, pas-

sieren den Umlenker und den Oktupol und gelangen schließlich in die 22-Pol Falle.

Durch die Trägheit des Puffergases welches sich mit Schallgeschwindigkeit vom

Piezoventil zum 22-Pol ausbreitet (Verblockung) ist der Gasdruck maximal, wenn

der Ionenpuls die Falle erreicht.

Abbildung I.2.27. Zeitlicher Ablauf eines Spektroskopieexperiments in der BerlinTrap-

Apparatur. Zu Beginn wird der Trigger für das 22-Pol Puffergas gesetzt. Mit einer kurzen

Verzögerung von ca. 1,5 ms wird der MiniQP geöffnet. Die durch das Experiment geleiteten

Ionen treffen im 22-Pol beim maximalen Puffergasdruck ein und werden hier gefangen und

gekühlt. Nach einer Zeit von ca. 90-95 ms wird die Falle durch Spannungspulse an den

Endkappen in Richtung ReTOFMS geöffnet und die Ionen fliegen in Richtung des Re-

TOFMS Beschleunigungsbereichs. Der Laserbeschuss der Ionen kann entweder vor dieser

Extraktion stattfinden (a) oder wenn sich die Ionen auf dem Weg zum Beschleunigungsbe-

reich befinden (b) oder diesen bereits erreicht haben (c). Bei maximaler Ionendichte im Be-

schleunigungsbereich des ReTOFMS werden hier Hochspannungsbeschleunigungspulse

gesetzt und die Ionen abschließend am MCP detektiert.

I.2.8 Transfer von der 22-Pol Falle zum ReTOFMS

Die in den 22-Pol eintreffenden Ionen passieren hierbei dessen Eingangspotential,

stoßen mit dem Puffergas, verlieren Energie und können somit das einfangende

Potential nicht mehr überwinden (Abbildung I.2.5).Nach einer Speicherzeit von ca.

95 ms und der daraus resultierenden Kühlung der Ionen wird am 22-Pol-Ausgang

ein starkes attraktives Potential (maximal -3500 V, üblich ca. -110 V) angelegt und

gleichzeitig die Eingangsspannung von ca. 5 V auf etwa 15 V erhöht, wodurch die

geladenen Teilchen in Richtung ReTOFMS beschleunigt werden.

Nach einer bestimmten, von der Ionenmasse abhängigen Flugzeit (Abbildung

I.2.28) erreicht die Ionendichte im Beschleunigungsbereich des ReTOFMS ihr Ma-

ximum. An die beiden Beschleunigungsgitter werden nun gleichzeitig Hochspan-

nungspulse (kV) angelegt, wobei die Spannungsdifferenz zwischen beiden Platten

nur einige hundert Volt beträgt (Kapitel I.2.6).

Durch die hohe Gesamtpotentialdifferenz werden Ionen, die sich zu diesem Zeit-

punkt zwischen diesen Gittern befinden, annähernd senkrecht zur bisherigen

Trajektorie in Richtung Reflektor abgezogen. Die Ionendetektion erfolgt dann einige

µs später am MCP-Detektor.

2.8 Transfer von der 22-Pol Falle zum ReTOFMS

Der Übergang zwischen dem 22-Pol und dem ReTOFMS stellt einen recht komple-

xen Bereich der gesamten Apparatur dar. Hier muss garantiert werden, dass Ionen,

die aus dem 22-Pol extrahiert werden, möglichst effektiv den Beschleunigungsbe-

reich zur selben Zeit, in einem möglichst geringen Strahlquerschnitt und mit kurzer

Ionenpulslänge erreichen. Dies ist notwendig, um zum einen die Auflösung des Re-

TOFMS hinreichend zu gestalten und zum anderen die Ionensignalintensität am

MCP zu maximieren (Kapitel I.2.6).

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Abbildung I.2.28. a) Abhängigkeit der Signalintensität von der Zeitdifferenz zwischen 22-Pol

Ionenextraktion und dem Beschleunigungspuls des ReTOFMS. b) Die Ionenflugzeit vom 22-

Pol zum ReTOFMS-Extraktionsbereich hängt sehr stark von m/z ab. Die mit einem Polynom

vierten Grades (m/z = -24 + t-0,0257 t2 + 1,5 · 10-6 t-4) gefitteten Messwerte spiegeln hier das

komplexe Zeitverhalten wider, welches durch die Ionenlinsen und der Potentialwahl verur-

sacht wird.

Nach der Ionenextraktion aus dem 22-Pol besteht die größte Schwierigkeit darin,

möglichst viele Ionen gleichzeitig in einem flachen Volumen in den Beschleuni-

gungsbereich des ReTOFMS zu bekommen. Dies ist jedoch nicht ohne weiteres

möglich, da sich die Extraktion aus dem 22-Pol bereits so verhält wie die Beschleu-

nigung in einem Flugzeitmassenspektrometer. Ionen, die initial näher an der anzie-

henden Elektrode sind, erhalten weniger kinetische Energie als jene mit größerem

Abstand. Dieses Auseinanderlaufen der Pulsbreite kann, ähnlich wie in einem

Wiley-McLaren TOFMS, zum Teil kompensiert werden. Jedoch führt diese Pulsbrei-

tenkompensation wiederum zu einer erhöhten Massenseparierung in der Flugzeit

bereits auf dem Weg zum ReTOFMS. Außerdem kommt es durch die Beschleuni-

gung im elektrischen Feld, wie bei einem TOFMS zu einer Massenseparierung.

Leichte Ionen erreichen bei gleicher kinetischer Energie den ReTOFMS Beschleu-

nigungsbereich eher als schwere (Abbildung I.2.28.b). In Abbildung I.2.28.a. ist die-

se Abhängigkeit der Signalintensität über der Verzögerung zwischen 22-Pol Extrak-

tion und ReTOFMS Beschleunigung für vier verschiedene Massen dargestellt. Zu

sehen sind hier die Spektren von Ca2+ (m/z 20), dem He12Ca2+-Komplex (m/z 44),

Ba2+ (m/z 69) und dem He12Ba2+ Komplex (m/z 93). Alle dargestellten Spektren sind

jeweils auf deren Maximalwert normiert. Der Massenseparierungseffekt wird in die-

ser Grafik dargestellt, wobei sich eine Auflösung m/Δm = t/2Δt zwischen 1,9 und 3,2

ergibt. Auffällig ist, dass die Spektren der He-Komplexe um fast 1/3 höher aufgelöst

sind, als die der isolierten Ionen. Eine mögliche Erklärung ist, dass die He-

I.2.8 Transfer von der 22-Pol Falle zum ReTOFMS

Komplexe im Durchschnitt translatorisch kälter sind als die isolierten Ionen und so-

mit deren initiale translatorische Energieverteilung schmaler. Auch können sich die

Komplexe dadurch in einem kleineren Volumen innerhalb des ReTOFMS aufhalten,

bevor sie aus diesem extrahiert werden. All dies kann schließlich zu einer verbes-

serten Auflösung führen. Abbildung I.2.28. zeigt auch, dass nur ein Teil der gesam-

ten zur Verfügung stehenden Ionenanzahl auch im ReTOFMS detektiert werden

kann. Da die Ionenpulsbreite mit steigender Masse zunimmt, sinkt hierdurch auch

die effektiv nutzbare Ionenintensität. Um abzuschätzen wie groß diese im Allgemei-

nen ist muss zunächst abgeschätzt werden, wie viele Ionen sich gleichzeitig im Re-

TOFMS Beschleunigungsbereich befinden. Dies kann, wie gleich zu sehen, aus der

mittleren kinetischen Ionenenergie und der Länge des Beschleunigungsbereiches

bestimmt werden. Die maximale kinetische Energie erhalten Ionen, die sich zu Be-

ginn der Extraktion nahe der 22-Pol Eingangslinse befinden, die minimale Energie

jene die sich nahe der 22-Pol Ausgangslinse aufhalten. Zwar werden die Ionen

durch das attraktive Feld der 22-Pol Austrittslinse bei der Extraktion zusätzlich stark

beschleunigt, jedoch werden sie, bei Ankunft am ReTOFMS um den Beitrag der hier

anliegenden Biasspannung UTOF-Bias wieder abgebremst. Die maximale (minimale)

kinetische Energie Ekin−max (Ekin−min) mit welcher der Ionenpuls schließlich mit

konstanter Geschwindigkeit durch den ReTOFMS Beschleunigungsbereich fliegt

ergibt sich wie folgt:

Ekin−min=ΔU1=U22P−Bias−UTOF−Bias ,

(I.2.29)

Ekin−max=ΔU2=U22P−F−UTOF−Bias ,

(I.2.30)

wobei U22P−F die Spannung der 22-Pol Eintrittsblende und der U22P−Bias die 22-Pol

Biasspannung ist. Aus der Flugstrecke s = 37 mm die sich aus der Länge der Re-

TOFMS-Beschleunigungsplatten ergibt, kann somit die mittlere Verweildauer ein-

zelner Ionen des Pulses innerhalb dieses Bereiches berechnet werden:

tmax,min=s

√2ΔU1,2

m .

(I.2.31)

Für eine Ionenmasse m = 20 u, sowie U22P-F = 15 V und UTOF-Bias = -1 V, ergibt sich

eine minimale Verweildauer von tmin = 2,9 µs. Die maximale Verweildauer errechnet

sich mit U22P-Bias = 3,8 V zu tmax = 5 µs. Mit der größeren Ionenmasse m = 93 u wie-

derum lassen sich mit den zuvor verwendeten Spannungen folgende Werte berech-

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

nen: tmin = 6,5µs und tmax = 11,1 µs. Die berechneten Ergebnisse für tmin und tmax

bilden die Größe der jeweiligen zeitlichen Messfenster für die in Abbildung I.2.28 a

dargestellten Ionenpulse, welche Halbwertsbreiten zwischen 7,2 µs (m/z 20) und

9,2 µs (m/z 93) besitzen. Abhängig von der Ionenmasse kann somit pro Beschleu-

nigungszyklus im 22-Pol mehr als die Hälfte aller Ionen, die das ReTOFMS errei-

chen, detektiert werden.

Abbildung I.2.29. Veranschaulichung des Überlapps des Laserstrahls mit dem Ionenpuls

zwischen 22-Pol und ReTOFMS Beschleunigungsbereich. Die Ionentrajektorie erfährt

mittels der Einzellinsen mehrmalige Fokussierung, in welcher die Ionendichte steigt. Wird

der Laserpuls zeitlich dann gesendet, wenn diese am größten ist, kommt es zu einer

erhöhten Fragmentationsintensität. Die dargestellte Messung wurde an protoniertem

Lumichrom (m/z 243) bei einer 22-Pol Temperatur von 25 K und einer Wellenzahl von

19962 cm-1 durchgeführt. Das Fragmentsignal entspricht hier m/z 198.

Für die spektroskopische Untersuchung der im 22-Pol gekühlten Ionen und Kom-

plexe müssen diese mit einem gepulsten Laserstrahl hoher Intensität bestrahlt wer-

den. Dieser Laserbeschuss kann in der BerlinTrap variabel zu unterschiedlichen

Zeitpunkten erfolgen. Geschieht dies, wenn sich die Ionenwolke noch im 22-Pol

befindet, kann es sein, dass wegen des Massenseparationseffekts durch die Flug-

zeit vom 22-Pol zum TOFMS nicht alle Fragmente gleichzeitig mit dem Mutterion

detektiert werden können. Dies ist wiederum uneingeschränkt möglich, falls der

Laserbeschuss erfolgt, wenn der Ionenpuls bereits den ReTOFMS Beschleuni-

gungsbereich erreicht hat. Der Fragmentnachweis bei Bestrahlung von Ionen im 22-

Pol ist so gering, dass hier eine praktikable Durchführung bisher nicht gegeben ist.

Eine Erklärung hierfür könnte sein, dass die Endkappen mit den 22-Pol-Elektroden

I.2.8 Transfer von der 22-Pol Falle zum ReTOFMS

derart wechselwirken, dass es hierdurch zu einer Ausbildung von Potentialmulden

kommt.135,136 Diese führen zu einer ringförmigen Ionenverteilung innerhalb der Falle,

welche in Endkappennähe maximal ist. Hierdurch ist die Ionendichte in der Mitte

dieses Ringes am geringsten, wo die Photonendichte des durch die Falle laufenden

Laserstrahls am höchsten ist, was die geringe Fragmentationswahrscheinlichkeit

bewirkt. Durch den Durchlauf verschiedener Einzellinsen wird der Ionenpuls jedoch

auf dem Weg vom 22-Pol zum ReTOFMS mehrmals fokussiert. Hierdurch ergeben

sich an diesen Stellen zu gewissen Zeiten hohe räumliche Ionendichten. Wird der

Laserpuls zu diesen Zeitpunkten gefeuert, erhöht sich die Fragmentationswahr-

scheinlichkeit deutlich (Abbildung I.2.29).

Abbildung I.2.30. Konstruktionszeichnung des Einzellinsendeflektors für den optimierten

Ionentransport aus dem 22-Pol in den ReTOFMS-Beschleunigungsbereich. Die geteilte Mit-

tellinse dient dabei nicht nur zur Fokussierung auf die z-Achse, sondern auch zur Ablenkung

des Ionenstrahls in x/y Richtung. Die Abstände der einzelnen Linsen zueinander liegen bei

annähernd 1 mm, die Gesamtlänge der Konstruktion beträgt 158 mm. Die Linsenöffnungen

selbst haben einen Durchmesser von 13 mm. Die gesamte Konstruktion ist so konzipiert,

dass sie in ein Vakuumrohr DN 100 eingebaut und mittels Fixierschrauben befestigt werden

kann.

Die eben erwähnten Enzellinsenstapel zwischen 22-Pol und ReTOFMS sind ein

Dreilinsenstapel am äußeren Kälteschild des 22-Pols und ein zusätzlicher großer

Einzellinsendeflektor. Mit Hilfe dieser Kombination ist es möglich, die aus dem

22-Pol stammenden Ionen effizient in den Beschleunigungsbereich des ReTOFMS

zu fokussieren. Um den Strahlfokus in alle drei Raumrichtungen anpassen zu kön-

nen, ist die Mittenlinse des Deflektors in vier gleich große Segmente aufgespalten,

die einzeln elektronisch ansteuerbar sind. Durch diese Konstruktion wird es zudem

auf einfache Art möglich, die durch das Abkühlen des Kaltkopfes bedingte Positi-

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

onsänderung des 22-Pols senkrecht zur Ionenstrahlrichtung teilweise zu kompen-

sieren.

Ein weiteres Problem der Kopplung der 22-Pol Falle und des ortho-ReTOFMS ist,

dass die Ionen den ReTOFMS-Beschleunigungsbereich mit möglichst geringer Ge-

schwindigkeit durchlaufen müssen, um die maximal erreichbare Ionenmenge durch

den Hochspannungspuls zum MCP Detektor hin zu beschleunigen. Bei geringer

kinetischer Energie erhöhen sich jedoch Linsenfehler bei der Ionenfokussierung in

das ReTOFMS. Außerdem zeigt sich, dass die Ionenextraktion aus dem 22-Pol bei

hohen Potentialdifferenzen erfolgen muss, um die abschirmende Wirkung der Pol-

stangen zu kompensieren. In diesem Aufbau entsteht hierdurch ein Widerspruch.

Denn zum einen werden hohe Ionengeschwindigkeiten gefordert, um eine optimier-

te Trajektorie in den ReTOFMS-Extraktionsbereich zu gewährleisten, gleichzeitig

jedoch sind geringe Ionengeschwindigkeiten innerhalb des Beschleunigungsberei-

ches notwendig, um eine große Ionendichte und somit ein hohes Signal am Detek-

tor zu erzielen. Eine geschickte Variation aller hier eingebundenen Potentiale führt

somit zu einem Kompromiss zwischen beiden Bedingungen. Um diesen Anpas-

sungsvorgang zu optimieren, soll in Zukunft ein genetischer Algorithmus, wie er

bereits in Referenz 137 Verwendung findet, implementiert werden.

2.9 Design der Radiofrequenzgeneratoren für MiniQP und

22-Pol

Zur Realisierung der Apparatur gehört u.a. die Konstruktion des Hexa- und des Ok-

tupols, sowie die Radiofrequenzansteuerungen des MiniQP und des 22-Pols. In

diesem Kapitel sollen die theoretischen Grundlagen skizziert werden, die für das

Design solcher Multipole sowie deren Ansteuerelektronik von Nöten sind.

Für die Dimensionierung der benötigten Wechselspannung zum Betreiben eines

Multipols hinsichtlich Frequenz und Amplitude werden Berechnungen basierend auf

der adiabatischen Approximation eines effektiven Potentials durchgeführt. Da die

Herleitung der folgenden Gleichungen ausführlich in der Arbeit von Dieter Gerlich

beschrieben ist,138 wird sich für die grobe Skizze an diese Studie gehalten und hier

besonders auf den Abschnitt II.D.2 „Save Operating Conditions“ verwiesen.

I.2.9 Design der Radiofrequenzgeneratoren für MiniQP und 22-Pol

Bei Abwesenheit eines statischen elektrischen Feldes, kann die maximale transver-

sale Energie eines Teilchens in einem linearen Multipol in der adiabatischen Appro-

ximation des effektiven Potentials wie folgt berechnet werden:

Em=18(qV0)2

ϵ rm

n−2+J2

2mrm

2 ,

(I.2.32)

mit der Teilchenladung q, der notwendigen Wechselspannungsamplitude V0, der

charakteristischen Energie  und dem maximalen Umkehrradius rm bzw. dem redu-

zierten maximalen Umkehrradius rm=rm/r0, der Masse m, dem Drehimpuls J, der

Polstangenanzahl n. Hierbei bildet der erste Term die effektive potentielle Energie

und der zweite die Zentrifugalenergie. Da letztere mit r-2 abnimmt, ist deren Anteil

am Umkehrradius sehr klein. Zudem starten die Ionenbewegungen sehr nahe an

der Achse der Falle, was zu einem sehr kleinen Drehimpuls J führt. Dies erlaubt es,

den zweiten Summanden zu vernachlässigen. Der durch Gerlich numerisch erhal-

tene Adiabazitätsparameter kann in folgender Form dargestellt werden:

η=n−1

nqV0

ϵrn−2 .

(I.2.33)

Er enthält die charakteristische Energie:

ϵ=1

n2mω2r02 ,

(I.2.34)

welche der kinetischen Energie eines Ions entspricht, das in Phase mit einer gege-

benen Kreisfrequenz ω=2πf auf dem Radius r0 rotiert. Durch die Gleichungen

(I.2.32) und (I.2.33) kann die kleinste notwendige Amplitude V0 und die minimale

charakteristische Energie ϵmin eines geführten Ions durch die drei Größen rm, Em

und ηm berechnet werden:

qV0=8 n−1

nEm

ηmrm

n ,

(I.2.35)

und

ϵmin=8 (n−1)2

(n ηmrm)2Em .

(I.2.36)

Durch Variation von ηm in verschiedenen Simulationen und nach experimenteller

Bestätigung ergibt sich eine garantierte Adiabatizität wenn ηm<0,3 gewählt wird.

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Für numerische Berechnungen ist es zudem nützlich die Einheiten cm, MHz und V,

die Masseneinheit u und die Ladung e sowie die Energieeinheit eV zu benutzen.

Hierdurch lässt sich Gleichung (I.2.36) umschreiben zu:

ϵmin=1,0361

n2mω2r02 [eV,u,cm,MHz].

(I.2.37)

Um auch sichere Konditionen für das Fangen zweier verschiedener Massen m1 < m2

zu erhalten, muss ηm noch durch:

ηm

´=(m1

m2)(n/2

n−2−2)ηm

(I.2.38)

in Gleichung (I.2.35) und (I.2.36) ersetzt und in (I.2.37) die größere Masse verwen-

det werden. Stabile Ionenbewegungen, die nicht gegen die Stangen führen, können

erhalten werden, wenn rm kleiner als 1 gewählt wird. Gerlich empfiehlt für sichere

Trajektorien rm<0,8 wobei wieder gilt:

ηm(rm=0,8)<0,3.

(I.2.39)

Der Polstangendurchmesser ergibt sich durch die Beziehung:

dp=2r0

n−1 .

(I.2.40)

Dieser Formelsatz liefert nun alle Parameter, um die benötigte Frequenz und

Amplitude zu erhalten, die für das Leiten bzw. Fangen des gewünschten Massenbe-

reichs in den Multipolen von Nöten ist. Er wurde in ein LabVIEW Programm namens

„Multipol-Berechnungen“ integriert und für die Planung des Hexa- und Oktupols

sowie für die Ermittlung der benötigten RF-Spannungen des 22-Pols sowie des Mi-

niQP benutzt. Tabelle I.2-1. fasst alle benötigten Parameter der Multipole zusam-

men, die in dieser Arbeit selbst gebaut wurden, bzw. für dessen Betrieb ein Radio-

frequenzgenerator benötigt wurde.

I.2.9 Design der Radiofrequenzgeneratoren für MiniQP und 22-Pol

Tabelle I.2-1. Berechnete Parameter für die verwendeten Multipole. Hierbei sind dp der Pol-

stangendurchmesser, r0 der Innenradius des Multipols, fmin die minimal benötigte Frequenz

der Polstangen, V0 die benötigte Amplitude der Polstangenspannungen, Et die maximale

transversale kinetische Energie bezüglich der Ionenstrahlachse und m1/m2 die jeweils

gleichzeitig transmittierbare minimale und maximale Ionenmasse (bei Ladungszahl z = 1 u).

Ansteuerung der Multipole

Um die diversen in dieser Arbeit benutzten Multipole mit der Radiofrequenzspan-

nung zu versorgen, wurden kommerzielle Geräte vom Typ RFG 50114 (CGC Instru-

ments) erworben und Eigenentwicklungen benutzt. RFG 50 sind Frequenzgenerato-

ren mit Ausgabefrequenzen zwischen 0,5 und 10 MHz und Ausgangsamplituden

von bis zu 500 V. Dabei bilden Generator und Multipol einen Schwingkreis mit inhä-

renter Resonanzfrequenz, wodurch jeder Generator speziell an die einzelnen Multi-

pole angepasst werden muss.114 Der in dieser Arbeit verwendete Hexapol sowie der

Oktupol werden mit so einem Gerät betrieben.

Da die Beschaffung eines RFG-50 kostspielig ist, wurden für diese Arbeit erfolgreich

Alternativen für den MiniQP und den 22-Pol entwickelt. Die hier entstandenen Ra-

diofrequenzgeneratoren bestehen im Kern aus einem 10 W Breitbandverstärker

(QRP-PA 2008/QRP Project), der als Bausatz erhältlich ist. Dieser wurde bereits in

anderen Experimenten zur Spannungsversorgung einer 22-Pol Falle eingesetzt.139

Der notwendige Oszillator für die Frequenzerzeugung wird durch einen Funktions-

generator (DG1022/Rigol) gestellt. Das hierdurch erzeugte Sinussignal passiert den

Verstärker und wird anschließend mit Hilfe eines Transformators spannungstrans-

formiert. Dabei bilden die Empfangsspule und die Kapazität einen resonanten Paral-

lelschwingkreis. In diesem wirken, zusätzlich zu den Blindwiderständen der Spule

und des Kondensators, noch die jeweiligen Ohm’schen Widerstandsbeiträge RL und

RC. Die Kapazität C des Multipols ist weitestgehend fest bzw. gegeben, sodass die-

se mit der Induktivität L der Spule bei Vernachlässigung von RC die Resonanzfre-

quenz:

MiniQP

Hexapol

Oktupol

22-Pol

dp in mm

3,2

r0 in mm

1,6

7,5

fmin in MHz

8,54

3,89

V0 in Volt

145

350

316

355

Et in eV

0,11

0,3

0,1

m1/m2

20/1000

12/3417

10/1519

10/1000

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

fres=1

2π√1

LC−(RL

L)2,

(I.2.41)

bilden. Das Prinzip ist in Abbildung I.2.31 dargestellt. Die Blindwiderstände der Spu-

le und des Kondensators heben sich im Resonanzfall auf, und es wirken nur noch

die Ohm’sche Widerstände der Spule, die zusätzlich eine Dämpfung der Resonanz-

frequenz hervorrufen. Durch geeignete Wahl der Spulenparameter wird somit die

Resonanzfrequenz des Schwingkreises auf die gewünschte Frequenz eingestellt.

Demzufolge definieren die gegebene Kapazität des Multipols sowie die Spulenin-

duktivität mitsamt dem Widerstand eine erste Zwangsbedingung, die erfüllt werden

muss.

Gleichzeitig soll der resonante Transformator so konzipiert sein, dass die Amplitu-

denspannung der Sendespule VSend durch die Empfängerspule möglichst hoch

transformiert wird. Dies erfolgt durch das Verhältnis der Wicklungszahlen N der bei-

den Spulen, wobei folgende zweite Zwangsbedingung erfüllt sein muss:

NSend

NEmpf=VSend

VEmpf

(I.2.42)

Abbildung I.2.31. Schaltbild der selbstgebauten Radiofrequenzansteuerung eines Multipols.

Das vom Signalgenerator gelieferte Signal wird leistungsverstärkt und anschließend in der

Spannung hochtransformiert. Über einen Tiefpassfilter wird die Feldachsenspannung auf die

Stäbe gegeben und über eine Monitorantenne die entsprechende Amplitude im Schwing-

kreis überwacht. Mit Hilfe der Regelkapazität lässt sich die Resonanzfrequenz des Systems

anpassen. Diese wurde jedoch nur für die MiniQP-Ansteuerung benötigt.

I.2.9 Design der Radiofrequenzgeneratoren für MiniQP und 22-Pol

Um möglichst wenige Verluste durch Signalreflexion zu erhalten, sollte die Impe-

danz der Sendespule an die Ausgangsimpedanz des Verstärkers angepasst wer-

den, was die dritte Zwangsbedingung ergibt:

ZVerst=ZSend .

(I.2.43)

Diese verursacht jedoch Probleme bei der Dimensionierung der langen zylindri-

schen Luftspulen des Transformators, deren Induktivität sich wie folgt berechnen

lässt:

L=N2µ0µrA

l .

(I.2.44)

Hierbei ist N die Anzahl der Spulenwicklungen, A die Spulenfläche, l die Spulenlän-

ge und µ0 sowie µ𝑟 die absolute sowie die relative magnetische Permeabilität des

Spuleninneren. Die Multipolkapazitäten liegen in der Regel im Bereich von einigen

10 bis über 100 pF. Bei Resonanzfrequenzen von einigen wenigen MHz ergeben

sich somit benötigte Induktivitäten im µH Bereich. Die Ausgangsimpedanz des

QRP-PA Verstärkers liegt jedoch bei rund 50 Ω, was bei Vernachlässigung des Spu-

lenwiderstandes und der Kapazität bei einer Frequenz von z. B. 3 MHz nach

|XL|=ωL zu einer Spuleninduktivität von 2 µH führt. Somit liegen die Induktivitäten

der Sendespule in der Größenordnung der Empfängerspule. Durch die benötigte

stark unterschiedliche Wicklungszahl, müsste die Empfängerspule einen sehr viel

kleineren Durchmesser besitzen oder sehr viel länger werden als die Sendespule.

Die Induktivität steigt quadratisch mit der Wicklungszahl und dem Spulendurchmes-

ser, jedoch nur linear mit 1/l. Bei einer Spannungstransformation um den Faktor 10

würde sich die Spule somit um den Faktor 100 verlängern, was bautechnisch

schwer zu realisieren ist.

Die zweite Option, die Empfängerspule im Durchmesser und der Länge viel kleiner

zu machen als die des Senders, reduziert jedoch den magnetischen Fluss durch die

Empfängerspule enorm, was in einer geringen Leistungsübertragung resultiert. Da

beide Optionen nicht zu den hohen Spannungsamplituden am Multipol führen, wur-

de ein anderes Konzept entwickelt. Die Lösung besteht darin, für die Sendespule

einen gekürzten Ferritstab mit hoher Permeabilität µr zu verwenden. Hier reichen

ein bis zwei Windungen für die Sendespule aus, um die gewünschte Anpassung an

den Verstärker zu gewährleisten. Wird nun die kleine Sendespule mit dem Ferrit-

kern in die größere Empfängerspule hineingeschoben, ändert sich deren Induktivität

und somit die resultierende Resonanzfrequenz nur geringfügig. Ein Nachbearbeiten

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

der Spule oder ein Hinzufügen von Ausgleichskapazitäten kann somit zur Feinein-

stellung der Resonanzfrequenz verwendet werden. Die Resonanzfrequenz kann

dabei mit Hilfe einer Antenne in der Nähe der Spule und eines Oszilloskops

störungsfrei ermittelt werden.

Der für die Transformatoren verwendete Ferritkern (TYP-1-ROD150-/BR/R33VI/

Amidon) besitzt eine magnetische Permeabilität µr = (850 ± 170). Dieser im Durch-

messer 8 mm dicke Stab wurde für den Transformator auf ca. 5 cm gekürzt. Der

Empfangsspulendurchmesser des MiniQP beträgt ca. 40 mm, die Spulenlänge ca.

10 mm mit einer Wicklungszahl von N = 20. Hieraus resultiert eine Empfangsspu-

leninduktivität von L = 6 µH. Zusammen mit der MiniQP Kapazität von 20 pF und

einer zusätzlichen zu den Polstangen parallel angebrachten Kapazität von 30 pF

ergibt sich hieraus eine berechnete Resonanzfrequenz von 9,2 MHz. Nach Einfügen

der Sendespule mit Ferritstab in die Empfangsspule lässt sich für den MiniQP eine

Resonanzfrequenz von 8,9 MHz messen (Tabelle I.2-2).

Tabelle I.2-2. Dimensionierung und resultierende Messgrößen der für den MiniQP und den

22-Pol gebauten Resonanztransformatoren.

MiniQP

22-Pol

Länge Ferritkern l

3 cm

Sendespulenwicklungszahl NSend

Empfängerspulenwicklungszahl NEmpf

19,5

Kapazität Pol zu Pol CPol-Pol

20 pF

60 pF

Kapazität Pol zu Erde CPol-Masse

21/20 pF

109/111 pF

Resonanzfrequenz (gemessen) fres

8,9 MHz

7,01 MHz

Amplitudenspannung (gemessen)V0-max

250 V

350 V

Wie in Abbildung I.2.32. und Tabelle I.2-2. zu erkennen, erreichen die Spitzenwerte

für den MiniQP und für den 22-Pol die für die jeweiligen Massenbereiche notwendi-

gen Spannungsamplituden (Tabelle I.2-1.). Es muss jedoch bedacht werden, dass

bei der bisherigen Berechnung die Kapazitäten der benutzten Kabel nicht mitbe-

rücksichtigt werden. Mit der Kabellänge ist zusätzlich ein nachträgliches Regeln der

Resonanzfrequenz möglich. Hierdurch verändern sich jedoch die maximal mögli-

chen Amplituden, wobei in der Regel gilt, je kürzer das Kabel, desto höher die er-

reichbare Resonanzfrequenz.

I.2.9 Design der Radiofrequenzgeneratoren für MiniQP und 22-Pol

Abbildung I.2.32. Maximale Radiofrequenzspannung des MiniQP a) und des 22-Pols b)

gemessen zwischen den Polen und dem Feldachsenpotential (Bias). Die Messung wurde

mittels kapazitätsbelasteter Messspitzen durchgeführt und zeigt nicht die Resonanzfrequenz

im Betrieb, sondern etwas gedämpft.

Die RF Generatoren für den 22-Pol und MiniQP haben den Vorteil, dass sie über-

aus günstig selbst hergestellt werden können und durch entsprechende Spulen-

wicklung an die jeweiligen Bedürfnisse der Multipole anpassbar sind. Die Realisie-

rung der Kombination aus Ferritsende- und Luftempfängerspule ist jedoch recht

komplex und nicht exakt berechenbar. Die genaue Anpassung an die gewünschten

Parameter wie die Resonanzfrequenz muss somit durch Anpassen der Spulenwick-

lungen bzw. dem Hinzu- bzw. Wegnehmen von zum Multipol hinzugefügten Kapazi-

täten realisiert werden. Des Weiteren muss darauf geachtet werden, dass die Ab-

wärme, die im Ferritkern entsteht, ausreichend abgeführt wird.

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

2.10 Vakuumerzeugung und Gasversorgung

In Abbildung I.2.33 sind schematisch alle Komponenten illustriert, die zur Vakuum-

erzeugung und -messung benötigt werden. Zusätzlich sind die Gasversorgungen für

die ESI-Quelle als auch die Puffergasversorgung für die 22-Pol Falle dargestellt.

Abbildung I.2.33. Schema der für das 22-Pol Experiment benötigten Komponenten zur

Vakuumerzeugung und -messung, der Gasversorgungen der ESI-Quelle und des 22-Pol

Puffergases.

I.2.10 Vakuumerzeugung und Gasversorgung

Um den 22-Pol bis auf kryogene Temperaturen kühlen zu können, müssen Ultra-

hochvakuumbedingungen mit Drücken um 10-8 mbar oder darunter vorliegen. Hier-

durch wird das Ausfrieren von Hintergrundgas auf den Poloberflächen minimiert und

somit die durchgängige Fallenfunktionalität gewährleistet. Die Ionenerzeugung mit-

tels Elektrospray führt jedoch zu einer hohen Gaslast in der ersten Vakuumkammer.

Um trotzdem Ultrahochvakuumbedingungen innerhalb der 22-Pol Umgebung zu

verwirklichen, sind alle Multipolkammern mittels kleiner Aperturen (dmax ≤ 1 cm)

voneinander getrennt. Das dadurch mögliche differentielle Pumpen wird vorrangig

von Turbopumpen von Pfeiffer übernommen. Aus diesem Grund wird die MiniQP

Kammer durch eine TMU 261P mit einer N2 Saugleistung von 210 l/s gepumpt. An

der Hexapolkammer ist wiederum eine TPH 240 (240 l/s) montiert. Die Kammern für

das QPMS, des Oktupols sowie des ReTOFMS werden von einer TPU 240 (230 l/s)

und die 22 Pol Kammer, wegen der hohen anfallenden Puffergaslast, von einer Hi-

Pace 700 (685 l/s) gepumpt.

Hinter der Hexapolkammer ist ein Vakuumschieber (Reihe 17/VAT Vakuumventile)

implementiert, der es ermöglicht den Teil von der ESI-Quelle bis zum Hexapol vom

Rest der Apparatur vakuumtechnisch zu separieren. Hierdurch ist es möglich War-

tungsarbeiten an der ESI-Quelle durchzuführen, ohne den anderen Teil der Appara-

tur zu belüften. Alle Turbopumpen hinter dem Ventil werden von einer Scrollpumpe

(xds35i/Edwards, 35 m3/h) vorgepumpt. Der nötige Vorvakuumdruck für die beiden

Turbopumpen vor dem Vakuumschieber wird durch eine Kombination aus einer

RUVAC WA251 Wälzkolbenpumpe (253 m3/h) und einer TRIVAC D65B Drehschie-

berpumpe (65 m3/h) von Leybold erzeugt. Die erste Kammer, die Vakuumbedingun-

gen unterliegt, beinhaltet den Übergang von der Transferkapillare zum Skimmer und

wird durch eine Pfeiffer Duo 20M Drehschieberpumpe (24 m3/h) gepumpt. Hier ist

der Druck durch ein regelbares Ventil von 2,4 bis 7 mbar einstellbar. Die Druckmes-

sung in den Kammern mit typischen Drücken kleiner 10-4 mbar erfolgt durch Kaltka-

thodenmessröhren (IKR 260/270/Oerlikon Balzers) während für die Kammern mit

Grob- und Feinvakuumbedingungen Vollbereichsdruckmessröhren (PKR 251/Oerli-

kon Balzers) benutzt werden. Das Auslesen der Druckmessköpfe der Vakuumkam-

mern wird von einem Pfeiffer Maxi Gauge TPG 256 A Controller übernommen, wo-

bei die Messwerte anschließend auf einen Messrechner transferiert werden. Das

Auslesen der ESI-Kammerdruckmessröhre erfolgt über ein Oerlikon Balzers TPG

251a Auslesegerät.

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Tabelle I.2-3. Typische Werte für die Kammerdrücke (in mbar) der BerlinTrap im Betrieb mit

Verwendung des 22-Pol Puffergases (pon) und ohne Puffergas (poff).

Vakuumkammer

poff

pon

ESI

2,2

MiniQP

5·10-3

6-Pol

5·10-5

QPMS

2·10-7

4·10-7

8-Pol

2·10-8

8·10-7

22-Pol

2·10-8

5·10-6

ReTOFMS

7·10-9

7·10-7

Die ESI-Quelle wird über die Hausstickstoffversorgung mit dem benötigten Sprüh-

und Trockengas versorgt. Die Gasmenge wird hierbei über zwei Massenflussregler

(GFC 17/ Analyt) reguliert, wobei hier typische Werte für den Trockengasfluss zwi-

schen 5 und 9 l/min und für das Sprühgas zwischen 0,3 und 0,8 l/min liegen. Die

Puffergasversorgung für die 22-Pol Falle erfolgt über ein selbstgebautes Swagelok-

system, an dem zwei Gasflaschen angebracht werden können, die jeweils durch ein

Ventil voneinander getrennt sind. Diese Leitung wiederum kann von einer Scroll-

pumpe evakuiert werden.

I.2.11 Lasersysteme

2.11 Lasersysteme

Eine Intention der in dieser Arbeit aufgebauten Apparatur besteht darin, Molekül-

ionen zu fangen und zu kühlen, um anschließend deren Eigenschaften mit Hilfe

spektroskopischer Methoden zu analysieren. Dazu stehen unterschiedliche Laser-

typen zur Verfügung, die verschiedene Spektralbereiche mit unterschiedlicher Auf-

lösung abdecken. Diese wiederum geben Zugriff auf die verschiedenen Gruppen

optisch anregbarer Übergänge. So dienen Photonen im ultravioletten bis sichtbaren

Bereich (UV-VIS) vorrangig zur Anregung elektronischer Molekülübergänge. Der

Infrarotbereich (IR) hingegen wird zur Analyse von Vibrationsanregungen verwen-

det.

Aufgrund der geringen Teilchendichte beim Fangen von Ionen, limitiert durch die

Raumladungsgrenze (~107 Ionen/cm3),22 ist es nicht möglich, direkte Absorptions-

messungen durchzuführen. Denn die hierzu benötigte Intensitätsempfindlichkeit des

Messsystems ist nicht erreichbar. Aus diesem Grund wird auf die Photodisso-

ziationsspektroskopie (Kapitel II.2.1 und II.2.2) zurückgegriffen. Nach resonanter

Photonenabsorption kommt es hier zu einer Fragmentation des Molekül- bzw. Clus-

terions, die effizient massenspektrometrisch nachgewiesen werden kann. Hierzu

bedarf es jedoch Laser hoher Leistung, um bei der geringen Ionenanzahl möglichst

viele davon zu dissoziieren. Lichtquellen, die hier zur Verfügung stehen, sind op-

tisch parametrische Oszillatoren (OPO) und Farbstofflaser, die mit gütegeschalteten

Nd:YAG Lasern gepumpt werden. Von ersteren besitzt die Arbeitsgruppe sowohl IR

als auch UV-VIS OPOs. Im Folgenden soll nun die Funktionsweise dieser Laser und

deren Ansteuerung näher erläutert werden.

Optisch Parametrische Oszillatoren

Das Einstrahlen zweier Lichtwellen verschiedener Frequenzen (ω1,ω2) in einen

anisotropen Kristall führt zur Ausbildung nichtlinearer Polarisationsanteile, die mit

der Summen- bzw. Differenzfrequenz ω1±ω2 schwingen. Diese impliziert wiede-

rum das Abstrahlen von Wellen mit diesen Frequenzen. Die Differenzfrequenzbil-

dung kann zur optisch parametrischen Verstärkung genutzt werden, indem ein Kris-

tall mit einer intensiven Pumpwelle ωp belichtet wird und gleichzeitig eine Signalwel-

le ωs geringerer Frequenz vorliegt. Die resultierende Hilfswelle ergibt sich dann

zu140

ωi=ωP−ωs ,

(I.2.45)

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

und wird Idlerwelle genannt. Um diesen Prozess effizient zu gestalten, müssen die

Brechzahlen, mit denen die Wellen durch den Kristall laufen angepasst werden:

niωi=npωP−nsωs .

(I.2.46)

Diese Phasenanpassung kann auf unterschiedliche Arten erfolgen, welche man

anhand der Polarisierung der drei Wellen, Pumpe, Signal und Idler, unterscheidet.

Sie hängt vom Typ des jeweiligen nichtlinearen Kristalls ab. Bei der technischen

Umsetzung des oben beschriebenen OPO Prozesses wird die Signalwelle aus dem

stets vorhandenem Rauschen des elektromagnetischen Feldes erzeugt. Befindet

sich der OPO Kristall zusätzlich in einem Resonator, verstärkt sich die eingangs

erzeugte Signalwelle aufgrund der Phasenanpassung nach Gleichung (I.2.46) nach

und nach. Zusätzlich entsteht hierbei die Idlerwelle. Es kommt zu einem Leistungs-

transfer aus der Pumpwelle in die Idler- und Signalwelle. Ist die Reflektivität der

Resonatorspiegel sowohl für die Signal- als auch für die Idlerwelle hoch, wachsen

somit beide Wellen im Resonator an und man spricht von einem doppelt resonanten

OPO, wie er auch für diese Arbeit verwendet wird.

Abbildung I.2.34. Resonator eines IR-OPOs der Firma LaserVision. Eine Reduzierung der

Frequenzbreite in einem OPO kann durch das Einbringen eines optischen Gitters in den

Resonator erreicht werden. Die zwei gegenläufig rotierenden identischen Kristalle dienen

dazu, den Strahl immer auf der Achse zu halten.

Die Frequenzbreite der durch den OPO Prozess emittierten Strahlung ist in erster

Näherung nur von der Phasenanpassung des Lichtes im Kristall abhängig. Sie kann

weiter verringert werden, indem wie in Abbildung I.2.34 dargestellt, ein optisches

Gitter in den Strahlengang eingebaut wird. Dieses wird vom Signal nur streifend

getroffen, so dass nur ein Teil davon ausgekoppelt wird. Ein drehbar gelagerter

Spiegel ist wiederum so positioniert, dass die durch das Gitter ausgewählten Moden

I.2.11 Lasersysteme

wieder in sich zurückreflektiert werden. Diese Moden treten nun in Konkurrenz zu

den anderen, die nicht am Gitter gestreut wurden. Durch die Rückkopplung domi-

nieren diese Moden zu Beginn, wodurch in diese, im Vergleich zu anderen Moden,

ein größerer Leistungstransfer aus dem Pumpfeld erfolgt. Durch diese Bevorzugung

gewinnen die rückgekoppelten Moden immer weiter an Intensität und liegen am

Ende alleine vor, was zu einer deutlichen Verringerung der Frequenzbreite führt.

IR-OPO Laser von LaserVision

Der von LaserVision entwickelte hochauflösende IR-OPO (S/N 8563) wird von ei-

nem Nd:YAG Laser (Surelite SLIII Ex/Continuum) gepumpt. Der gesamte Laser

besteht aus einer OPO-Stufe und einer optisch parametrischen Verstärkerstufe

(OPA) und liefert (nicht durchgehend) einstellbare Wellenlängen im Bereich von

710 nm–16 µm mit Pulsenergien von 12 bis 0,05 mJ (Tabelle I.2-4). Der OPO funk-

tioniert dabei wie folgend beschrieben (Abbildung I.2.35). Das Pumplicht des

Nd:YAG Lasers ( = 1064 nm), wird an einem Strahlteiler aufgeteilt. Ein Teil wird

frequenzverdoppelt ( = 532 nm), der andere verbleibt bei 1064 nm. Der frequenz-

verdoppelte Anteil wird über zwei Umlenkspiegel geleitet und gelangt in zwei zuei-

nander entgegengesetzt rotierende KTP Kristalle. Hier findet der OPO-Prozess

statt, wobei eine Signal- und Idlerwelle erzeugt werden. Die Phasenanpassung im

KTP ist vom Typ II was dazu führt, dass die Polarisation des Signals senkrecht zum

Pumpstrahl und zum Idler steht.

Der andere Teil des Nd:YAG erzeugten Laserlichtes dient wiederum als Pumpwelle

für die OPA Stufe. In dieser wird der im OPO zuvor erzeugte Idler als Signalwelle,

für eine erneute parametrische Verstärkung, nach Gleichung (I.2.45) verwendet.

Hier wird der Wellenlängenbereich 2,2–5 µm erreicht. Um die Wellenlänge noch

weiter, auf bis zu 16 µm zu erhöhen, erfolgt eine Differenzfrequenzmischung der

beiden in der OPA Stufe erzeugten Wellen in einem AgGaSe2-Kristall. Die sich er-

gebenden Leistungen sind hier jedoch im Vergleich zur Pumpleistung deutlich ge-

ringer und liegen im zweistelligen µJ Bereich.

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Abbildung I.2.35. Schema des Aufbaus des Nd:YAG gepumpten IR-OPO Lasers von

LaserVision.

Um den OPO effizient zu betreiben, sind zu den benötigten Spiegeln und Kristallen

noch zusätzliche Optiken eingebaut. Hinter der OPO-Stufe ist ein Dove-Prisma,

eine /2-Platte aus MgF2 und ein Silizium-Filter positioniert. Aufgrund der Typ II

Phasenanpassung im KTP Kristall gibt es einen großen Akzeptanzwinkel in der

Ebene des ordentlichen Strahls und nur einen kleinen in Richtung des außeror-

dentlichen Strahls, was bei dieser Art der Phasenanpassung immer zu einem ellipti-

schen Strahlprofil führt. Würde der Strahl aus dem OPO direkt in die OPA Stufe

kommen und die Akzeptanzen der Kristalle hier gleich sein, käme es zu einem deut-

lichen Ansteigen nur einer Achse des elliptischen Profils. Hierdurch wäre der Strahl

in einer Ebene sehr divergent. Durch das Dove Prisma wird der OPO Strahl gedreht

und dieser Effekt dadurch minimiert. Da der Idler aus der OPO-Stufe zum Signal-

strahl in der OPA Stufe wird, diese jedoch in Typ II Kristallen senkrecht zueinander-

stehen, muss dessen Polarisation zusätzlich gedreht werden. Dies übernimmt hier

die /2-Platte aus MgF2. Ein Siliziumfilter, der im Brewsterwinkel zum Idler angeord-

net ist, kann bei Bedarf den Signalstrahl und den Pumpanteil aus der OPO-Stufe

herausfiltern. Der OPO läuft bei 10 Hz und wird mit benötigten Pulsenergien von

550-600 mJ (1064 nm) gepumpt.

I.2.11 Lasersysteme

Tabelle I.2-4. Herstellerspezifikationen des IR-OPO der Firma LaserVision.

Spezifikation

Wert

Einstellbereich

nahes IR (Signal)

710-880 nm

mittelnahes IR (Idler)

2,218-1,35 µm

mittleres IR (Idler)

2,218-5 µm

fernes IR (optional)

4,7-16 µm

Pulsenergien

1,5-3,5 µm

~12 mJ

3,7 µm

~7 mJ

4 µm

~3,5 mJ

4,5 µm

~1,5 mJ

5-8 µm

~0,3 mJ

10 µm

~0,1 mJ

Linienbreite

ungeseeded

~1,7 cm-1

geseeded

~0,15 cm-1

UV-VIS-OPO von Continuum

Der im vorherigen Kapitel beschriebene IR-OPO liefert Strahlung, die für die

Bestimmung der Schwingungsstrukturen der zu untersuchenden Moleküle

notwendig ist. Um auch den Bereich abzudecken, in dem elektronische

Molekülübergänge in der BerlinTrap-Apparatur analysiert werden können, benötigt

man eine intensive Laserlichtquelle, die im Visuellen (VIS) und im UV emittiert.

Hierfür steht in der Arbeitsgruppe ein Panther EX OPO System von Continuum zur

Verfügung, welcher den gesamten Wellenlängenbereich von 215–1150 nm abdeckt

und hierbei Pulsenergien von einigen wenigen bis zu 85 mJ erzeugt. Als Pumplaser

für den OPO dient hier ein gütegeschalteter, frequenzverdreifachter Powerlite 9010

Nd:YAG-Laser ( = 355 nm). Der Pumplaser wird in eine Kavität eingekoppelt, in

der sich ein Bariumborat (BBO) Kristall befindet. Hier findet nach Gleichung (I.2.45)

und (I.2.46) eine Umwandlung des Pumpstrahls in einen Signal- und einen

Idlerstrahl statt, welche beide in der Kavität verstärkt werden. Hinter dem BBO

Kristall befindet sich ein Kompensatorkristall, um den Winkel und Positionsversatz

beim Passieren des BBO zu kompensieren. In dieser Anordnung besteht weiter die

Möglichkeit, entweder den Signal- oder den Idlerstrahl direkt auszukoppeln, oder

einen von beiden jeweils noch einmal in der Frequenz zu verdoppeln. Dies erfolgt in

der Verdopplerstufe, die wiederum aus speziell angefertigten BBO Kristallen

besteht. Diese sind, wie der OPO und der Kompensatorkristall, hintereinander

angeordnet und rotieren in entgegengesetzte Richtungen, um einen Strahlversatz

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

zu kompensieren. Der erste dieser beiden Kristalle sorgt für die Verdopplung der

Wellenlängenbereiche von 520–840 nm, der zweite für 430–520 nm. Ein

nachgeschaltetes Pellin-Broca-Prisma separiert das verdoppelte Licht von den übrig

gebliebenen Signal- und Idlerstrahlen. Der Laser läuft typischerweise bei einer

Frequenz von 10 Hz.

Tabelle I.2-5. Herstellerspezifikationen des EX-OPO der Firma Continuum.

Wellenlänge

Linienbreite /seeded

cm-1

Linienbreite/ungeseeded

cm-1

Pulsenergien

220-330

~ 2–2,5

~ 4–4,9

~ 14

330-415

~ 3

~ 4,9–5,8

~ 2–4

415-450

~ 2

~ 4–4,5

~ 80–90

450-500

~ 2

4,5–4,9

~ 90–70

550-600

~ 2,5

~ 4,5–5

~ 60–50

650

~ 3

~ 5,5

~ 30

700

~ 2

~ 5,8

~ 1

800

~ 3

~ 5,5

~ 30

1000

~ 2,5

~ 4,5

~ 25

2000

~ 2

~ 4,5

~ 10

2300

~ 2

~ 4,5

~ 7

Laseransteuerung

Der zeitliche Ablauf beider beschriebener OPO Laser wird durch den Pumplaser-

puls bestimmt. Hierbei wird ein Nd:YAG Stab durch eine Blitzlampenentladung ge-

pumpt und mittels einer Pockelszelle gütegeschaltet. Um die Laserpulse mit dem

Experiment zu synchronisieren, werden sie extern getriggert. Mit Hilfe eines geeig-

neten Signalgenerators (Model 575/Berkeley Nucleonics) kann sowohl die Blitzlam-

penentladungszeit als auch der Güteschalter der Pockelszelle kontrolliert werden.

Hierdurch wird die Synchronisation beider OPO Laser gewährleistet, wodurch es in

Zukunft prinzipiell möglich ist IR-UV Doppelresonanz Experimente durchzuführen.

Die Ansteuerung der Laser zum Durchführen eines Wellenlängenscans ist in beiden

Systemen unterschiedlich. Um eine möglichst hohe Auflösung zu erhalten, wird der

IR-OPO mittels Gleichspannungsmotoren bei konstanter, sehr geringer Geschwin-

digkeit (typischerweise zwischen 0,02–0,08 cm-1/s betrieben. Die Winkeländerung

pro Zeiteinheit ist damit weit unterhalb der Auflösung des Lasers, wodurch viele

Messwerte mit annähernd derselben Laserwellenlänge erhalten werden. Dies ist bei

den geringen Signalintensitäten, bedingt durch die geringe Ionenanzahl bei der De-

tektion im ReTOFMS, auch notwendig. Bei der Ansteuerung des UV-VIS-OPO kann

I.2.11 Lasersysteme

die Geschwindigkeit der Motoren nicht so weit reduziert werden, um eine angemes-

sene Mittelung zu erzielen. Hier werden die gewünschten Wellenlängenschritte di-

rekt angefahren, was eine gewisse Zeit benötigt (bis zu 15 s). Dann wird das Ionen-

signal gemittelt und ein nächster Wellenlängenschritt erfolgt. Hierbei muss jedoch

der Verlust mehrerer nicht für die Messung nutzbarer Laserpulse in Kauf genom-

men werden. Die Ansteuerung beider Laser erfolgt über ein jeweils hierfür ge-

schriebenes LabVIEW Programm.

UV-VIS-IR Fenster

Um die Apparatur in einem möglichst weiten Wellenlängenbereich zu nutzen und

auch Mehrphotonenexperimente mit unterschiedlichsten Wellenlängenkombinatio-

nen durchführen zu können, wurden spezielle Fenster aus Kaliumbromid (KBr) aus-

gewählt. Diese haben eine Transmission im Bereich zwischen 500 und 25000 cm-1

von annähernd 90 %. Sie fällt zu den Wellenlängenrandbereichen recht stark und

liegt bei 50000 cm-1 und bei 330 cm-1 noch bei rund 10 %. Da KBr hygroskopisch ist,

muss darauf geachtet werden, dass das Fenster möglichst nicht mit feuchter Um-

gebungsluft in Berührung kommt. Hierzu wurde im Zuge dieser Arbeit ein Fenster-

halter entwickelt, der dies ermöglicht. Dieser ist so konstruiert, dass das KBr Fens-

ter mit Hilfe einer Anpressplatte auf einen Vitonring gedrückt wird, der sich zwischen

dieser Scheibe und der Vakuumkammer befindet. Hierdurch sind Enddrücke von

< 10-8 mbar erreichbar. Zur Verbindung des Fensterhalters mit der Vakuumkammer

ist ein DN 40 CF Flansch implementiert. Auf der anderen Seite des Halters ist wie-

derum ein DN 50 KF Endstück eingearbeitet. Dieses dient als Verbindungsmöglich-

keit diverser KF Teile, wie z. B. das in Abbildung I.2.36 dargestellte KF Reduzier-

kreuz. An diesem kann ein Trockengasanschluss angebracht werden, um einen

Kontakt von Wasserdampf mit dem KBr Fenster zu vermeiden und gleichzeitig ei-

nen optischen Zugang zu schaffen.

I.2 Aufbau und Funktion der BerlinTrap Komponenten

Abbildung I.2.36. Vakuumhalter für ein hygroskopisches KBr Fenster welches mittels einer

Anpressplatte und eines Vitondichtrings auf einen anderen Dichtring gepresst wird.

Vakuumseitig ist ein CF DN 40 Flansch verarbeitet, atmosphärenseitig ein KF 50 Flansch,

der hier mit einer Trockenluftspülvorrichtung verbunden ist.

Bei Nichtverwenden des optischen Zugangs wird die gesamte Konstruktion blind

geflanscht und kann sogar abgepumpt werden, um das Fenster zu schonen. Durch

die gesamte Konstruktion ist es außerdem sehr einfach, bei Bedarf andere Fenster

einzubauen, die einen anderen optischen Bereich transmittieren.

2.12 Signalerzeugung und Datenerfassung

Zur Realisierung der BerlinTrap gehören auch Geräte zur Erzeugung und Synchro-

nisierung der (gepulsten) Gleichspannungen, die an den elektrostatischen Linsen

anliegen und Instrumente zur analogen bzw. digitalen Datenerfassung. Der Voll-

ständigkeit halber sollen diese in diesem Abschnitt vorgestellt und deren Auswahl

begründet werden.

In der Apparatur befinden sich mehr als 50 Elemente die jeweils eine gesonderte

Gleichspannungsversorgung benötigen. Einen Großteil der Ansteuerung wird von

zwei Spannungsverstärkern (TD1400/Spectrum Solutions) mit jeweils 20 Kanälen

bereitgestellt, die stufenlos regelbare Spannungen von bis zu ±400 V ausgeben

können. Sie werden über drei D/A-Wandlerkarten (PIO-DA16/ICPDAS) geregelt,

welche wiederum Steuerspannungen von ±10 V mit 14 Bit (≡ 1 mV) Auflösung her-

ausgeben können. Die kleinste einstellbare Spannungsdifferenz hinter dem Verstär-

ker beträgt somit 40 mV. Die Spannungen sind über ein selbsterstelltes LabVIEW

Programm kontrollierbar.

I.2.12 Signalerzeugung und Datenerfassung

Einige elektrostatische Linsen, wie die MiniQP- und 22-Pol-Endkappe, müssen zu-

dem gepulst betrieben werden können. In einer früheren Version der Apparatur

wurden zur Pulserzeugung fünf Signalgeneratoren (DG1022/Rigol) verwendet. Die-

se können Rechteckpulse mit Längen von 500 ns bis 2000 s herausgeben, und be-

sitzen bei 10 Hz und einer Pulshöhe von 20 V eine Anstiegszeit von nur 20 ns. Um

auch Pulsspannungen ober- bzw. unterhalb von ±10 V zu generieren, sind zusätz-

lich Spannungsverstärker (WMA-02/Falco Systems) zwischengeschaltet, welche die

Ausgangsspannungen auf ±175 V verstärken können. Die Anstiegszeiten liegen

hier jedoch, je nach zu treibender Kapazität, bei bis zu 40 µs. Da die zeitliche Abfol-

ge zwischen der Ionenextraktion aus dem 22-Pol, dem Laserpuls und dem Be-

schleunigungspuls des ReTOFMS sehr präzise aufeinander folgen muss (bei Be-

strahlung direkt im Beschleunigungsbereich des ReTOFMS muss eine zeitliche Ge-

nauigkeit im 10ns Bereich gewährleistet werden), wurde hierfür nach anderen Mög-

lichkeiten gesucht. Aus diesem Grund erfolgt die Extraktion aus dem 22-Pol durch

einen Pulsgenerator (LPUX-4140/DEI) welcher Pulsspannungen von bis zu

±3,5 kV, mit Anstiegszeiten von ≤ 25 ns erzeugen kann. Die Pulserzeugung im

ReTOFMS wird hingegen durch zwei Hochspannungspulser (GHTS 60/Behlke) ge-

währleistet. Die zeitliche Synchronisation dieser beiden Pulser mit dem Laser (Gü-

teschalter und Blitzlampe separat) übernimmt ein Delaygenerator (Model

575/Berkeley Nucleonics), der acht einzeln ansteuerbaren Ausgangskanäle mit ei-

ner zeitlichen Auflösung von 250 ps besitzt. Der Delaygenerator als zentraler Takt-

geber des Experimentes dient auch zur Synchronisation der für die MiniQP Aus-

tritts- und 22-Pol Eintrittsblende verwendeten Signalgeneratoren.

Das Ionensignal am Channeltron wird durch einen speziellen Verstärker mit inte-

griertem Diskriminator (MTS-100/Advanced Research Instruments Corporation) in

5 V TTL Signale umgewandelt und mit einer AD/DA Messkarte (NI PCI

6221/National Instruments) gezählt. Diese Karte stellt auch die 0-10 V für die Mas-

senansteuerung des QPMS und die ±5 V Steuerspannung für dessen Bias mit einer

Auflösung von 16 Bit bereit. Das Ionensignal am MCP-Detektor des ReTOFMS hin-

gegen wird nach Passieren eines Vorverstärkers (9305/ORTEC) in einer schnellen

Digitalisierungskarte (U1070A-001/Agilent) mit einer Zeitauflösung im ns-Bereich

ausgelesen.

Die Ansteuerungen der Laser sowie das Auslesen und Aufbereiten aller Messdaten

und die Steuerung der meisten Spannungsquellen erfolgt über mehrere selbst ge-

schriebene LabVIEW Programme.

3 Die Leistungsfähigkeit der BerlinTrap-Apparatur

Der Hauptzweck der in dieser Arbeit behandelten Apparatur liegt in der Photodisso-

ziationsspektroskopie kryogener Molekülionen, die in der 22-Pol Falle gefangen

sind. Mit der Kopplung eines orthogonalen ReTOFMS an die Falle besteht die Mög-

lichkeit, alle Fragmentionen die nach der Laserabsorption entstehen in einem

Messschritt zu detektieren. In diesem Kapitel werden Messungen vorgestellt, die die

Leistungsfähigkeit der BerlinTrap-Apparatur demonstrieren. Dabei wird zu Beginn

durch Messungen mittels UV-Photodissoziation (UVPD) an protoniertem Tyrosin

gezeigt, welche minimalen Vibrationstemperaturen erreichbar sind. Anschließend

wird die Bildung von HenH3O+ und HenNa+ Komplexen demonstriert und diskutiert.

Am Ende des Kapitels wird zudem gezeigt, dass auch die Aufnahme von IRPD

Spektren mit der BerlinTrap möglich ist, was am Beispiel vom protonierten Benzal-

dehyd-Ar Komplex belegt wird.

3.1 Ionentemperaturmessung mittels UVPD-Spektroskopie

an H+Tyrosin

In der 22-Pol Falle werden nicht nur die translatorischen Freiheitsgrade durch das

Puffergas gekühlt, sondern auch die internen. Dabei stößt in der Regel ein leichtes

Puffergas (vorrangig He) mit schweren Molekülionen. Die dabei resultierende Tem-

peratur, welche die inneren Freiheitsgrade determiniert, wird Kollisionstemperatur

Tcol genannt und ergibt sich aus folgender Bedingung: 141

Tcol=m1T2+m2T1

m1+m2 .

(I.3.1)

Hierbei bezeichnet T1 die translatorische Temperatur des Puffergases, T2. die des

zu kühlenden Molekülions und m1 bzw. m2 die entsprechenden Massen. Die Glei-

chung zeigt, dass es möglich ist, die inneren Freiheitsgrade effizient zu kühlen,

auch wenn die Molekülionen translatorisch heiß sind. Es zeigt sich auch, dass die

Kühlung umso effizienter erfolgt, je kleiner die Masse des Puffergases ist. Die resul-

tierende interne Temperatur der Molekülionen innerhalb der 22-Pol Falle kann mit

Hilfe spektroskopischer Methoden recht genau bestimmt werden. Hier stehen unter-

I.3.1 Ionentemperaturmessung mittels UVPD-Spektroskopie an H+Tyrosin

schiedliche Möglichkeiten zur Verfügung, die jedoch alle darauf ausgelegt sind, be-

setzte Zustände zu determinieren, um daraus rückwirkend die Temperatur der inne-

ren Freiheitsgrade abzuleiten. Eine für unsere Anwendung einfache Methode be-

steht in der Auswertung der elektronischen Spektren der protonierten Aminosäure

L-Tyrosin (H+Tyr), die bereits von anderen Forschungsgruppen als Benchmark für

diesen Zweck genutzt wurde.52,83,142

Abbildung I.3.1. Veranschaulichung des Prinzips der spektralen Temperaturbestimmung.

Die Besetzung der Schwingungszustände im elektronischen Grundzustand im thermo-

dynamischen Gleichgewicht entspricht einer Boltzmann-Verteilung und hängt somit von der

Temperatur ab b). So kann aus dem Intensitätsverhältnis der Übergänge Ü0←1 und Ü1←0 auf

das Besetzungsverhältnis zwischen dem Grundzustand und ersten angeregten Schwin-

gungszustand geschlossen werden (a). Dies ist jedoch nur möglich, wenn die Franck-

Condon Faktoren dieser Übergänge annähernd gleich sind.

Um H+Tyr auch in der BerlinTrap-Apparatur zu untersuchen, wird zu dessen Erzeu-

gung 1,5 mg Tyrosin (Carl Roth, Reinheit >99 %) in 13 ml Methanol, 7 ml Wasser

und 1 ml Ethansäure gelöst und anschließend in der ESI-Quelle mit einer Rate von

4 ml/h gesprüht. Die durch UVPD von H+Tyr detektierten Hauptfragmente nach An-

regung des S1←S0 Überganges sind Ionen mit m/z 108 und 136. Die beiden Spek-

tren der verschiedenen Fragmentationskanäle unterscheiden sich hier signifikant

(Abbildung A.2 im Anhang), da das Fragmentationsverhältnis vom jeweiligen Kon-

former abhängt. Dies demonstriert noch einmal den Vorteil der simultanen Analyse

mittels ReTOFMS. Das UVPD-Spektrum von H+Tyr, welches zur weiteren Untersu-

chung der erreichten Vibrationstemperatur in der 22-Pol Falle genutzt wird, ist in

Abbildung I.3.2 dargestellt.

I.3 Die Leistungsfähigkeit der BerlinTrap-Apparatur

Die nun folgende Auswertung kann für H+Tyr angewendet werden, da sich die Nor-

malmoden des S0 Grundzustandes denen des angeregten S1 Zustandes ähneln.

Dadurch sind die Franck-Condon Faktoren der Übergänge Ü0←1 und Ü1←0

(Abbildung I.3.1) annähernd gleich und die (relative) Übergangswahrscheinlichkeit

hängt somit nur noch von der jeweiligen Besetzungszahl N ab.52 Diese wiederum

spiegeln sich in den Linienintensitäten des gemessenen Spektrums wider. Über den

Zusammenhang

T=− ΔE

kB⋅ln(IÜ1←0

IÜ0←1) ,

(I.3.2)

lässt sich somit die resultierende (vibratorische) Temperatur des vermessenen Mo-

leküls ermitteln. Hierbei ist E die Energiedifferenz zwischen dem Grundzustand

und dem ersten vibratorisch angeregten Zustand IÜ0←1 bzw. IÜ1←0 die gemessenen

Intensitäten der jeweiligen Absorptionslinien und kB die Boltzmann-Konstante.

Abbildung I.3.2. UVPD Spektrum von H+Tyrosin bei einer 22-Pol Temperatur von 5 K. Die

Bandenursprünge der vier in der Messung identifizierten Isomere werden mit A, B, C und D

markiert. Im eingefügten Ausschnitt des Spektrums sind die Gaußfits der für die T-

Bestimmung notwendigen Linien, sowie der Energieabstand der ersten „heißen“ Bande zum

Bandenursprung dargestellt. Die Bezeichnung der Übergänge mit 𝐵0←1, 𝐵1←0 und 𝐵0←0

resultiert aus dem für die Temperaturanalyse verwendeten Isomer B. Die UVPD erfolgt

dabei 50 µs nach der 22-Pol Extraktion, auf den Weg der Ionen zum ReTOFMS.

Um aus dem gemessenen Spektrum die genaue Linienzuordnung zu erhalten, und

um eventuell auftretende Konformere zu unterscheiden, werden Franck-Condon

Simulationen verwendet, welche für den Fall von H+Tyrosin bereits zur Verfügung

standen.52,94 Die Energiedifferenz E ergibt sich aus dem spektralen Abstand der

Übergänge Ü0←1 und Ü0←0 des gewonnenen UVPD Spektrums von H+Tyr

(Abbildung I.3.2). Die UVPD erfolgt dabei auf dem Weg der Ionen vom 22-Pol zum

ReTOFMS, 50 µs nach der Extraktion aus der Falle, nachdem sie zuvor bei einer

Fallentemperatur von 5 k gekühlt wurden.

Durch Franck-Condon Simulationen können vier Isomere identifiziert werden, deren

Bandenursprünge jeweils mit A, B, C und D markiert sind. Für die Temperatur-

bestimmung wird hier, anders als in Referenz 52 das Konformer B genutzt, weswe-

gen auch die Übergänge entsprechend bezeichnet werden. Der Grund hierfür liegt

in der besseren Ausprägung der heißen Bande (Ü0←1), die für Konformer A keine

zufriedenstellend verwertbaren Ergebnisse lieferte. Aus der Messung ergibt sich ein

Bandenabstand zwischen B0←1 und B0←0 (B steht für die Übergänge des Konfor-

mers B) von ΔE = 43,4 cm-1. Anstelle der Peak Maxima wurde die Fläche unter den

gefitteten Kurven verwendet und ins Verhältnis gestellt. Die sich nach Gleichung

(I.3.2) ergebende Temperatur beträgt (18±2) K.

Für eine Fallen- und somit angenommene He Temperatur von 5 K folgt aus Glei-

chung (I.3.1), dass die translatorische Temperatur von H+Tyr bei ca. 610 K liegt,

was einer mittleren kinetischen Energie von ~ 53 meV entspricht. Um die vibratori-

sche Temperatur noch auf anderem Wege zu verifizieren, wurden CC2/aug-cc-

pVDZ Rechnungen sowohl für den Grund-(S0) als auch für den angeregten Zustand

(S1) durchgeführt, und anschließend Franck-Condon-Simulationen mit PGO-

PHER143 vorgenommen. Auch hier ergibt sich eine, zur Fallentemperatur abwei-

chende, effektive Vibrationstemperatur von (17,2±2,3) K.

Über die Ursache dieser hohen Temperatur kann bisher nur spekuliert werden. Ein

möglicher Grund kann in der Radiofrequenzaufheizung bedingt durch die ungewoll-

te Übertragung der Fallen RF-Spannung auf die 22-Pol Endkappen liegen. Dadurch

werden die Ionen entlang der z-Achse in Schwingung versetzt und stoßen wiede-

rum mit dem Puffergas. Dieses Problem wurde bereits durch elektronische Modifi-

kationen (Kapitel I.2.5) stark reduziert, jedoch deren Auswirkung auf die Temperatur

noch nicht gemessen.

Eine andere Möglichkeit kann darin bestehen, dass die Ionen bei der Extraktion aus

dem 22-Pol mit dem restlichen Puffergas kollidieren und sich dadurch wieder auf-

heizen. Herausfinden ließe sich dies, indem die Intensität des Puffergaspulses

I.3 Die Leistungsfähigkeit der BerlinTrap-Apparatur

und/oder die Wiederholrate des gesamten Experimentes herabgesetzt wird. Durch

letztere Maßnahme entsteht ein geringerer mittlerer Druck in der 22-Pol Kammer,

was die Stoßwahrscheinlichkeit reduziert. Im Rahmen dieser Arbeit konnten diese

Maßnahmen aus organisatorischen Gründen nicht mehr durchgeführt werden.

3.2 Bildung von HenH3O+ und HenNa+ Komplexen im 22-Pol

Bei ausreichender Kühlung der inneren und äußeren Freiheitsgrade kann es dazu

kommen, dass neutrale Umgebungsteilchen schwache Bindungen mit den gefan-

genen Ionen eingehen und sogenannte Cluster bilden. Diese entstehen vorrangig

mittels Dreikörperstößen vom Typ:

A++2B Stoß

→

B⋅A++B

(I.3.3)

Die Wahrscheinlichkeit für solch einen Vorgang erhöht sich mit steigender Teil-

chendichte, also bei steigenden Drücken. Die Bindungsenergien sind in der Regel

viel geringer als die chemischen Bindungen im Molekülion und resultieren bei Mole-

külion-Edelgasclustern vorrangig auf Van-der-Waals Bindungen (~5–50 meV). Letz-

tere sind typischerweise so gering, dass sie nur einen kleinen Einfluss auf die Vibra-

tionen sowie die elektronischen Eigenschaften der mit dem Botenatom versehenen

Molekülionen ausüben. Da solche Bindungen mit IR Photonen aufgebrochen wer-

den können, ist es somit möglich durch IRPD Spektroskopie einen tieferen Einblick

in die Molekülionenstruktur zu erhalten (Kapitel II.2.1).

Die Herstellung solcher Van-der-Waals Komplexe, vor allem mit Helium, ist nur un-

ter speziellen Umständen realisierbar. Da eine der Expertisen der Forschungsgrup-

pe Dopfer, in der diese Dissertation entstand, die IRPD-Spektroskopie ist, ist die

Erzeugung und Vermessung solcher Komplexe von großem Interesse. Als ersten

Test dieser Methode in der BerlinTrap werden deswegen He-Komplexe mit mono-

atomaren Ionen (HenNa+) und leichten Molekülionen (HenH3O+) direkt in der 22-Pol

Falle erzeugt. Hierzu wird ein intensiver He-Puls von 4,5 ms Länge in den 22-Pol

gelassen, 1,5 ms bevor die Ionen aus dem MiniQP treten. Dies hat zur Folge, dass

die Ionen den 22-Pol bei maximalem He-Druck erreichen. Dadurch wird nicht nur

die Fangeffizienz maximiert, sondern auch die Wahrscheinlichkeit der benötigten

Dreikörperstöße. Nach einer Speicherzeit von ca. 95 ms bei einer Fallentemperatur

von 5 K werden die Ionen aus der 22-Pol Falle ins ReTOFMS transferiert und hier

detektiert.

Bedingt durch ihre verschiedenen Massen erreichen die Ionen den Beschleuni-

gungsbereich des ReTOFMS jedoch zu unterschiedlichen Zeiten (Kapitel I.2.6). Die

gleichzeitige Detektion aller Komplexe mit den relativen Intensitäten ist somit nicht

möglich. Um dies zu kompensieren wird ein Scan der Verzögerungszeit zwischen

22-Pol Extraktion und ReTOFMS Beschleunigungspuls durchgeführt und an jedem

Zeitpunkt (alle 2 µs) ein Massenspektrum aufgenommen. Die resultierenden gemit-

telten Massenspektren finden sich in Abbildung I.3.3 und Abbildung I.3.4, Massen-

spektren für ausgewählte Verzögerungszeiten sind zusätzlich in Abbildung A.3 im

Anhang zu finden.

HenH3O+ Cluster

Im halblogarithmisch aufgetragenen HenH3O+ Spektrum in Abbildung I.3.3 lassen

sich Komplexe mit bis zu n = 5 identifizieren. Auffällig ist der leichte Intensitätsan-

stieg bei n = 3 und der anschließende starke Abfall bei n = 4 und 5. Diese Ergebnis-

se sind Vergleichbar mit denen von Asvany et al.,82 welche in einem ähnlichen Ex-

periment in einer 22-Pol Falle gewonnen wurden.

Abbildung I.3.3. a) Über verschiedene ReTOFMS Beschleunigungszeitpunkte nach 22-Pol

Extraktion aufsummiertes Massenspektrum der HenH3O+ Komplexe mit n = 1–5. Es zeigt

sich, dass die Intensität von n = 1–3 annähernd konstant bleibt, um ab n = 4 stark abzufal-

len. b) Die roten Punkte, die durch die gestrichelte Linie verbunden sind, sowie die zugehö-

rige rote lineare zweite Y-Achse stellen die Vergrößerung der totalen Bindungsenergien für

HenH3O+ Komplexe für jedes hinzugefügte He-Atom dar (CCSD/aug-cc-pVTZ). Nach Bil-

dung der ersten Solvatisierungshülle durch das Andocken der He-Atome an die drei Proto-

nen, öffnet sich eine weitere Hülle, jedoch mit weit geringeren Bindungsenergien der zusätz-

lich andockenden He-Atome, was durch den Knick in der Kurve deutlich wird.

I.3 Die Leistungsfähigkeit der BerlinTrap-Apparatur

Der annähernd konstante Verlauf und der anschließend starke Intensitätsabfall ab

n = 4 kann dadurch erklärt werden, dass bis n = 3 die He-Atome Bindungen mit je-

weils einem der drei Protonen des H3O+ eingehen. Hier bleiben die Bindungsener-

gien relativ konstant, während das vierte und fünfte He-Atom zusammen eine zwei-

te Solvatationshülle bilden, mit starkem Einbruch in der Bindungsenergie. Als

Nachweis dieser Hypothese werden die globalen Energieminima mittels quanten-

chemischer Rechnungen (CCSD/aug-cc-pVTZ) ermittelt und anschließend Einzel-

punkt Energieberechnungen auf dem CCSD(T)/aug-cc-pVTZ Niveau durchge-

führt.144 Die sich ergebenden Strukturen und totalen Bindungsenergien dieser Kom-

plexe sind in Abbildung I.3.3 und in Tabelle I.3-1 dargestellt. Diese Ergebnisse of-

fenbaren, dass die ersten drei He-Atome annähernd linear an den drei Protonen

des H3O+ Ions binden und sich hierbei symmetrisch um die C3 Achse verteilen. Die

Bindungsenergie der ersten Solvatationshülle (n = 1–3) ist annähernd doppelt so

hoch wie die der zweiten Hülle (n = 4–6), welche auch drei He-Atome aufnehmen

kann. Im n = 6 Komplex formen die sechs He-Atome einen annähernd planaren

Ring um die C3 Symmetrieachse des H3O+.

Tabelle I.3-1. Errechnete Bindungsenergien (En in kJ/mol) der jeweiligen HenH3O+ Komplexe

sowie die Bindungsenergiedifferenzen En-En-1 zum nächst kleineren Komplex (CCSD/aug-

cc-pVTZ).

En-En-1

He1H3O+

4,60

He2H3O+

9,13

4,53

He3H3O+

13,57

4,44

He4H3O+

16,27

2,70

He5H3O+

18,92

2,65

He6H3O+

21,47

2,55

Die annähernd gleichen Intensitäten der gemessenen n = 1–3 Komplexe deuten auf

ähnliche Bindungsenergien in der ersten Solvatationshülle hin, während der starke

Abfall ab n = 4 auf die hier geringere Bindung in der zweiten Hülle zurückzuführen

ist. Durch die zusätzlich limitierte Menge von He durch die begrenzte He-Pulslänge

nimmt die Wahrscheinlichkeit, Komplexe mit noch größerem n zu erzeugen, sehr

stark ab.

HenNa+ Cluster

Bei der Bildung von HenNa+ lassen sich im linearen Spektrum in Abbildung I.3.4

Komplexe mit bis zu n = 6 identifizieren. Im Gegensatz zu H3O+ fällt die Signalinten-

sität zwischen n = 1 und n = 3 zuerst stark ab und steigt dann bis n = 6 wieder sehr

stark an. Bei diesem größten Komplex ist die ermittelte Intensität fast doppelt so

hoch wie für n = 2. Der in der Abbildung identifizierbare Peak bei m/z 51 kann,

nachdem die Temperatur erhöht wird und alle anderen außer diesem Peak ver-

schwinden, als N2Na+ Komplex identifiziert werden.

Eine Intensitätsabnahme deutet in der Regel auf eine Abnahme der Bindungsener-

gien hin, die sich in einer verringerten Bindungswahrscheinlichkeit äußert. Demzu-

folge müsste die Bindungsenergie von n = 3 zu n = 6 wieder ansteigen. Um dies zu

überprüfen, werden, wie schon bei den HenH3O+-Komplexen quantenchemische

Rechnungen auf dem Niveau von CCSD/aug-cc-pVTZ durchgeführt, um die Minima

der Potentialoberflächen der jeweiligen Komplexe zu finden. Anschließend werden

die Einzelpunktenergien wieder durch Berechnungen auf dem CCSD(T)/aug-cc-

pVTZ Niveau ermittelt. Die jeweiligen Strukturen und Energien finden sich in Abbil-

dung I.3.4 und Tabelle I.3-2.

Abbildung I.3.4. a) Über verschiedene ReTOFMS Beschleunigungszeitpunkte nach 22-Pol

Extraktion aufsummiertes Massenspektrum der HenNa+ Komplexe mit n = 1–6. Es zeigt sich,

dass die Intensität von n = 1–3 abnimmt und dann wieder bis n = 6 zunimmt. b) Strukturen

der mittels CCSD/aug-cc-pVTZ berechneten globalen Energieminima der HenNa+ Komplexe

mit n = 1–6. Bei dem mit einem * versehenen Peak handelt es sich um N2Na+.

Es zeigt sich, dass die Bindungsenergien, im Widerspruch zu den Messungen, nicht

mit steigendem n ab n = 3 zunehmen. Sie sinkt den Rechnungen zufolge sogar kon-

tinuierlich mit steigendem n. Andererseits ist der Energieeintrag, der für jedes zu-

sätzlich hinzugefügte He-Atom entsteht bis zu n = 6 annähernd konstant. Dies wür-

de jedoch, wie schon beim HenH3O+ eine konstante, bzw. leicht abnehmende Inten-

sität für größer werdendes n bedeuten. Eine Erklärung weshalb die maximal beo-

bachtete He Anzahl bei n = 6 liegt könnte darin liegen, dass die He-Atome sich ent-

I.3 Die Leistungsfähigkeit der BerlinTrap-Apparatur

lang der p-Orbitalstruktur des Na+ ausrichten und dadurch zusätzlich stabilisiert

werden. Die stabilisierende Wirkung setzt jedoch erst ab n > 3 ein, wofür es bisher

keine Erklärung gibt.

Tabelle I.3-2. Errechnete Bindungsenergien (En in kJ/mol) der jeweiligen HenNa+ Komplexe

sowie die Bindungsenergiedifferenzen En-En-1 zum nächst kleineren Komplex

(CCSD(T)/aug-cc-pVTZ).

En-En-1

He1Na+

3,14

He2Na+

6,29

3,15

He3Na+

9,44

3,15

He4Na+

12,60

3,26

He5Na+

15,78

3,18

He6Na+

18,94

3,16

Die Bildung der He Komplexe, die mit der BerlinTrap-Apparatur erzeugt und analy-

siert wurden zeigen, welche weiteren Möglichkeiten der Nutzung der BerlinTrap sich

neben der Spektroskopie noch ergeben. Da diese Komplexe nur zur Demonstration

des Möglichen in dieser Apparatur dienen, wird hier auf eine vertiefte Auswertung

verzichtet.

3.3 IRPD an H+Benzaldehyd-Ar Komplexen

In Kapitel I.3.1 wird die UVPD-Spektroskopie an kalten H+Tyrosin und in Kapitel

I.3.2 die Bildung von Edelgaskomplexen in der 22-Pol Falle demonstriert. In Kapitel

II.2.1 wird darauf eingegangen, wie es trotz der geringen IR Photonenenergie ge-

lingt, Photodissoziationsspektren von Molekülionen und deren Komplexe zu erzeu-

gen. Hier bedient man sich der Anlagerung eines Botenatoms, welches nur gerin-

gen Einfluss auf die Struktur und die Vibrationseigenschaften des ungestörten Ions

ausübt. Da diese Technik vor allem mit der Verwendung von Edelgasatomen einen

besseren Zugang zur Vibrationsstruktur liefert als zum Beispiel die IRMPD Methode

(Kapitel II.2.1.), ist die Anwendung dieser Technik für die Molekülstrukturanlyse sehr

interessant.

Um die prinzipielle Funktionsweise der IR Photodissoziation (IRPD) auch in der Ber-

linTrap-Apparatur zu zeigen, wird der Komplex aus protonierten Benzaldehyd mit Ar

(H+BZH-Ar) ausgewählt. Dieser wird bereits in einer früheren Studie mit Hilfe von

Elektronenstoßionisation in einem Molekularstrahl erzeugt und vermessen.145 In der

BerlinTrap werden die Komplexe hingegen durch Anlagerung von Ar an H+BZH im

22-Pol bei 50 K Fallentemperatur erzeugt. Tiefere Temperaturen sind nur schwer

möglich, da sonst das Ar an den Fallenwänden und Polstangen ausfriert. Für die

erste Messreihe wird als Puffergas reines Ar verwendet, für eine weitere eine Mi-

schung aus 2 % Ar und 98 % He.c Die Gaspulslänge liegt zwischen 0,8 und 2 ms

bei einem Vordruck von 1,5 bar. Wie schon in Abbildung I.2.29 gezeigt ist der Über-

lapp des Ionenstrahls mit dem Laser abhängig von der Verzögerung zwischen 22-

Pol Extraktion und dem Beschleunigungspuls des ReTOFMS. Dieser optimale Be-

strahlzeitpunkt muss zu Beginn gefunden werden, weswegen das bereits vorhan-

dene IRPD Spektrum von H+BZH145 von Vorteil ist. In Abbildung I.3.5 sind die Spek-

tren der in der BerlinTrap-Apparatur mittels verschiedener Puffergasverhältnisse

erzeugten H+BZH-Ar Komplexe im Vergleich mit dem bekannten dargestellt.145

Abbildung I.3.5. a) und b) IRPD-Spektren von H+BZA-Ar Komplexen vermessen in der Ber-

linTrap im Vergleich mit einer Referenzmessung entnommen aus 145 (c). Für Spektrum a)

wurde eine Mischung aus 2 % Ar und 98 % He als Puffergas verwendet, für das Spektrum

b) reines Ar.

In allen drei Spektren ist der Hauptpeak bei ca. 3475 cm-1 eindeutig identifizierbar.

Auch das Auftauchen einer Bande bei ca. 3455 cm-1 kann in allen Spektren nach-

gewiesen werden, auch wenn das Signal-Rausch-Verhältnis im Vergleich zum Re-

ferenzspektrum deutlich schlechter ausfällt. Obwohl die Signalabnahme bei Laser-

beschuss im Maximum der Absorption mehr als 25 % beträgt, ist die verwendete

Technik weitaus anfälliger auf Variationen des unfragmentierten Clustersignals

c Air Liquide Mixtur Ar(N50) (1,991±0,040) Vol % He(N50) Rest-Reinheit 99,999 %-Rest,

I.3 Die Leistungsfähigkeit der BerlinTrap-Apparatur

(Muttersignal) als die in145 verwendete Methode. Da dies jedoch die ersten Messun-

gen mit dieser Technik an der BerlinTrap-Apparatur sind, ist nach weiterer Optimie-

rung eine deutliche Zunahme des Signal–Rausch-Verhältnisses in der Zukunft zu

erwarten.

Bei näherer Betrachtung beider durch die BerlinTrap-Apparatur gewonnenen Spek-

tren ist der dominante Peak bei 3475 cm-1 bei dem Puffergasgemisch aus 2 % Ar

und 98 % He schmaler, als bei 100 % Ar. Erklärt werden kann dies durch die in

Gleichung (I.3.1) beschriebene Kollisionstemperatur Tcol, die sich aus den Stößen

eines zu kühlenden Teilchens mit m1 und T1 mit dem Puffergases (m2, T2) ergibt.

Die resultierende Tcol wird bei konstanter Puffergastemperatur umso kleiner, je ge-

ringer die Masse des Puffergases ist. Da die Masse von Ar gegenüber He um den

Faktor zehn größer ist, ergibt sich, bei Konstanthalten aller anderen Parameter, eine

deutlich erhöhte Tcol. Dies führt wiederum zu einer Verbreiterung der Peaks des mit

reinem Ar gepufferten Spektrums gegenüber dem Ar-He Gemisch.

Die Ergebnisse zeigen, dass in der BerlinTrap auch die Technik des IRPD ange-

wendet werden kann. Hierdurch ist es wiederum möglich, direkt die Vibrationsstruk-

turen in höherer spektraler Auflösung zu analysieren, als z. B. mit der in Kapitel

II.2.1 beschriebenen IRMPD Methode.

4. Zusammenfassung und Ausblick

Das Ziel des ersten Teils dieser Dissertation liegt darin, eine Apparatur zu entwi-

ckeln, mit der es möglich wird, Molekülionen zu erzeugen, zu fangen, auf kryogene

Temperaturen abzukühlen und anschließend mittels verschiedener photodissozia-

tionsspektroskopischer Verfahren zu untersuchen. Die dabei erzeugten ionischen

Fragmente werden mit Hilfe eines orthogonalen ReTOFMS detektiert.

Die Erzeugung der Ionen erfolgt in einer ESI-Quelle. Anschließend werden sie im

nachgeschalteten MiniQP gefangen, akkumuliert und thermalisiert, bevor sie zur 22-

Pol Falle weitergeleitet werden. Diese Abfolge hat gegenüber dem kontinuierlichen

Fangen im 22-Pol mehrere Vorteile. Zum einen wird so verhindert, dass dem kalten

Ionenbad kontinuierlich heiße Ionen zugeführt werden, welche die Durchschnitts-

temperatur erhöhen. Zum anderen wird das Fangen und Kühlen der Ionen zeitlich

separiert, wodurch beide Prozesse parallel ablaufen können. Somit werden jene

Ionen gekühlt, welche im vorherigen Zyklus im MiniQP akkumuliert wurden, was die

effektive Ionenausbeute erhöht. Die dem MiniQP nachfolgende Hexapolfalle dient

zurzeit nur als Ionenleiter zum Passieren einer differentiellen Pumpstufe. Sie soll in

Zukunft als Reaktionszelle genutzt werden, um gaschemische Reaktionen zu er-

zeugen, die anschließend untersucht werden können. Ein optischer Zugang steht

hier bereit um auch photochemische Reaktionen triggern zu können. Das nachge-

schaltete QPMS selektiert die zu untersuchenden Ionen aus der Vielzahl vorher

entstandener Ionen. Dies geschieht mit einer Auflösung von bis zu m/m = 1660.

Mit dem an das QPMS montierten Quadrupol-Umlenker wird der Ionenstrahl um 90°

abgelenkt und über einen zusätzlichen Oktupol-Ionenleiter in die 22-Pol Falle gelei-

tet. Durch den Umlenker wird der optische Zugang sowohl zum 22-Pol als auch zum

Hexapol ermöglicht. Alternativ können bereits an dieser Stelle die erzeugten Ionen

mittels eines Channeltrons detektiert werden. Der Detektor dient außerdem dazu

das Ionensignal der ESI-Quelle zu optimieren.

Beim Eintreten der zu untersuchenden Ionen in die bis auf 5 K kühlbare 22-Pol Falle

stoßen sie mit einem zuvor eingelassenen Puffergas und kühlen ab. Messungen an

H+Tyrosin zeigen, dass die erreichbare minimale Ionentemperatur oberhalb der Fal-

lentemperatur, bei ca. 18 K liegt. Mögliche Gründe für diese relativ hohen Tempera-

turen sind vielfältig. Eine wahrscheinliche Ursache liegt im nachträglichen Aufheizen

der Ionen durch Stöße mit dem Hintergrundgas während der starken Beschleuni-

gung aus dem 22-Pol in Richtung ReTOFMS. Eine andere Ursache kann im zusätz-

I.4 Zusammenfassung und Ausblick

lichen Radiofrequenzheizen liegen, welches durch die auf die Endkappen leckende

Radiofrequenzspannung des 22-Pols verursacht wird. Hierdurch werden die Ionen

entlang der 22-Pol Achse in Schwingung versetzt, wodurch sie nach Stößen mit

dem Puffergas aufgeheizt werden.

Nachdem die Ionen die Minimaltemperatur erreicht haben, werden sie mit einem

gepulsten OPO Laserstrahl variabler Wellenlänge bestrahlt. Resonante Absorption

von Photonen ausreichender Energie führt zur Fragmentation des Ions bzw. Kom-

plexes. Dieses Ereignis kann in einer Veränderung im Massensignal des abschlie-

ßenden ReTOFMS detektiert werden. Der Laserbeschuss kann hierbei zu unter-

schiedlichen Zeiten erfolgen. Es hat sich herausgestellt, dass die Laserbestrahlung

während des Aufenthalts der Ionen im 22-Pol bisher zu keinem nachweisbaren

Fragmentationssignal führt. Nach der Extraktion aus dem 22-Pol werden die Ionen

durch zwei Einzellinsenstapel fokussiert. Findet die Laserbestrahlung statt, während

sich die Ionen innerhalb eines hierdurch verursachten Fokusbereiches befinden,

kommt es zu einer deutlichen Erhöhung der Fragmentationseffizienz. Dies liegt an

dem hier besseren Überlapp zwischen Laser und Ionenwolke. Der optimale Zeit-

punkt für den Laserbeschuss ist jedoch, wenn sich die Ionenwolke bereits im Ex-

traktionsbereich des ReTOFMS befindet. Nur hier kann eine gleichzeitige quantitati-

ve Detektion von Mutter- und Fragmentionen gewährleistet werden, was den gro-

ßen Vorteil des ReTOFMS für diese Anwendung ausmacht.

Durch den gelungenen Nachweis der Bildung von H2O-, N2-, Ar- und sogar He-

Komplexen mit den in der Falle gefangenen Ionen wird zusätzlich der Zugang zur

IRPD geebnet, welche für den H+BZH-Ar Komplex explizit durchgeführt wurde.

Durch die schwachen Bindungsenergien solcher Komplexe können diese bereits bei

der Absorption von IR Photonen fragmentieren und sind somit in der Apparatur der

Spektroskopie zugänglich. Aber auch die Erzeugung immer größerer He-M+ Kom-

plexe an sich stellt eine vollkommen neue Methode dar, die Entstehung von Solva-

tationshüllen im Detail zu untersuchen.

Da die BerlinTrap-Apparatur weiterentwickelt werden kann, soll hier auch ein kurzer

Ausblick gegeben werden, welche Erweiterungen bzw. Verbesserungen in Zukunft

möglich sind. Ein erster Schritt, der bereits in Planung steht, ist der Austausch des

22-Pols durch einen Drahtvierpol. Dieser hat den Vorteil, dass die gefangenen Io-

nen in der Mitte des Multipols entlang der Strahlenachse gebündelt werden, was

einen vielfach besseren Überlapp mit dem Laserstrahl gewährleistet.46

Eine weitere Optimierung der Apparatur besteht in der Kombination des IR und des

UV Lasers zur Durchführung von IR-UV Doppelresonanzspektroskopie. Hierdurch

wird es möglich, isomerselektive IR- und UV Spektroskopie zu betreiben,52 die zu-

dem ungestört von Botenatomen ist. Auch hierfür stehen alle nötigen Komponenten

bereits zur Verfügung.

Eine weitere bereits geplante Erweiterung ist der Austausch der jetzigen ESI- durch

eine Nanospray-Quelle in Kombination mit einem Ionentrichter.87,146,147 Hierdurch

wird eine höhere Ionengenerierungseffizienz erwartet, die wiederum zu einem höhe-

ren Messsignal führt, wodurch sich auch schwer sprühbare Stoffe analysieren las-

sen.

Zu guter Letzt ist es für eine bessere Massenauflösung notwendig, die Eigen-

schaften des ReTOFMS an die erforderlichen Bedingungen anzupassen bzw. zu

optimieren. Dies kann durch den Austausch der Beschleunigungsplatten durch dün-

ne, großflächige ebene Platten geschehen. Zusätzlich ist das Einbringen von Ab-

schirmplatten beim TOF-Eingang und die Verlängerung des Reflektorzweiges sinn-

voll.

Die in diesem Abschnitt beschriebene kryogene BerlinTrap-Apparatur wird dazu

genutzt, VISPD Spektren von protonierten und metallierten Lumichrom (H+LC bzw.

M+LC) aufzunehmen. Diese Spektren liefern den letzten Teil der Teil II behandelten

Analyse der Strukturen sowie der elektronischen Eigenschaften von Flavinionen-

Komplexen in der Gasphase.

Teil II

Spektroskopische Analyse von protonierten und metallierten

Flavinen in der Gasphase

1 Einleitung

Als das auch als Vitamin B2 bekannte Riboflavin 1920 aus der Milch isoliert und

1932 von Paul Karrer synthetisiert wurde, ahnte noch niemand, dass hier der erste

Vertreter einer wichtigen und vielfältigen Stoffgruppe gefunden wurde.10 Nach die-

ser Entdeckung wurden weitere Stoffe mit ähnlichen Eigenschaften gefunden. Man

entdeckte die Flavine, eine Gruppe gelber Farbstoffe, die durch ihre Eigenschaften

von größter biologischer Bedeutung sind, wie sich später noch zeigen wird. Über die

Jahre hinweg wurden die Flavine immer intensiver untersucht, wobei auch deren

Verbreitung in der Biologie zu Tage kam.4,5

Den Grundstock aller Flavine bildet, wie zu Beginn dieser Arbeit bereits erwähnt,

der 7, 8-dimethyl-substituierte Isoalloxazin-Chromophor, welcher aus einer Benzen-

(I), einer Pyrazin- (II) und einer Pyrimidindion- (III) Einheit besteht (Abbildung II.1.1).

Die Mitglieder dieser Familie unterscheiden sich hinsichtlich unterschiedlicher funk-

tioneller Gruppen an der Bindungsstelle N10. Die bekanntesten Vertreter werden im

Folgenden kurz beschrieben. Mit nur einem Wasserstoffatom an der N10 Bindungs-

stelle bildet das Isoalloxazin (iso-Lumichrom) das einfachste Flavin. Beim etwa

50 kJ/mol stabileren Isomer Lumichrom hingegen ist dieser Substituent von der N10

zur N1 Position hin verschoben.

Lumiflavin besitzt als N10-Substituent eine Methylgruppe und tritt als Photofragment

des Riboflavins (Vitamin B2, Lactoflavin), dem bekanntesten Vertreter der Flavine, in

Erscheinung. Bei Letzteren bildet ein Ribitylrest die funktionelle Gruppe an der Bin-

dungsstelle N10. Riboflavin dient als Präkursor für die Koenzyme Flavinmononukle-

otid (FMN) und Flavinadenindinukleotid (FAD), welche als Kofaktoren verschiedens-

ter Flavoproteine, wie z. B. der NADH Dehydrogenase148 bekannt sind. Diese En-

zyme katalysieren Redoxreaktionen, wobei sie als Protonendonatoren und –

akzeptoren auftreten können. Diese Eigenschaft führt zu vielfältiger (bio-) chemi-

scher Aktivität und basiert unter anderem auf den drei möglichen Oxidationsstufen

aller Flavine; dem oxidierten Zustand (Flavoquinone), dem einfach reduzierten bzw.

radikalischen Zustand (Flavosemiquinonen) und dem völlig reduzierten Zustand

(Flavohydroquinone)4,5 (Abbildung II.1.2).

II.1. Einleitung

100

Abbildung II.1.1. Die Strukturen aller in dieser Arbeit betrachteten Flavine im neutralen

Zustand. Alle bestehen aus dem 7,8-Dimethylisoalloxazin-Chromophor und unterscheiden

sich durch den Substituenten an der Stelle N10: a) R = H in (iso)-Lumichrom (iso-)LC; bei

LC sitzt H an der N1-Position, b) R = CH3 in Lumiflavin (LF), c) R = Ribityl in Riboflavin (RF)

und d) R = Ribophosphat in Flavinmononukleotid (FMN). LC taucht in den zwei

unterschiedlichen Isomeren LC und iso-LC auf. Die Nummerierung des aromatischen

Ringes erfolgt nach den IUPAC Regeln. Die griechischen Buchstaben in der Ribitylkette des

RF dienen der Unterscheidung verschiedener Konformere.

Im oxidierten Zustand ist die aromatische Ringstruktur der Flavine in der Regel (an-

nähernd) planar149–152 und biegt sich um die N5-N10 Achse im reduzierten Zu-

stand.153–155 Quantenchemische Rechnungen führen zur Vermutung, dass die Ursa-

che dieser Biegung nicht durch sterische Hinderung verursacht wird, sondern

schlicht elektronisch bevorzugt ist. Dadurch reguliert der Bindungswinkel die Dichte

der delokalisierten Elektronen im Ringsystem154 und somit die Redoxeigenschaften

der Flavine. Die Redoxchemie ist in erster Näherung beschränkt auf den Chromo-

phor, jedoch ergeben sich Reaktionen, die stark vom jeweiligen Substituenten R

abhängen, welcher einen großen Einfluss auf die elektronische Struktur der Flavine

zeigt.

Extensive spektroskopische Studien zur Untersuchung der Dynamik sowie der

vibronischen und elektronischen Eigenschaften wurden durchgeführt, um die Zu-

sammenhänge zwischen Struktur und Reaktivität der Flavine und der Flavoproteine

zu verstehen. Bei den durchgeführten Messungen an gelösten sowie in festen Pel-

lets gepressten Flavinen handelt es sich um NMR-Spektroskopie,156 EPR-

101

Spektroskopie,157 optisch dynamische Diskriminierung,158 UV Absorption und Fluo-

reszenzspektroskopie,11,159,160 Stark-Effekt-Spektroskopie13, ultraschnelle IR Spekt-

roskopie,14–16 Raman-Spektroskopie17,18 und Ferninfrarotspektroskopie.19 Auch Um-

gebungseinflüsse, basierend auf Solvatation (Solvatochroismus),161 dem pH-Wert,

der Polarität des Lösungsmittels sowie der Puffer- und Ionenkonzentrationen, wir-

ken sich auf die geometrischen, vibratorischen und elektronischen Strukturen und

demzufolge auf die Reaktivität der Flavine aus. Dies führt zu Verschiebungen elekt-

ronisch angeregter Zustände und deren Lebenszeiten, sowie zur Stabilisierung un-

terschiedlicher Redox- und Protonierungsstellen.4 Der Redoxzustand der Flavine

kann durch Veränderung des Lösungsmittels (protisch oder aprotisch) oder durch

Bindung an speziellen Proteinbindungsstellen verändert werden. Zudem erscheinen

Flavine, abhängig vom pH-Wert des Lösungsmittels, im anionischen (deprotonier-

ten) im neutralen oder kationischen Zustand,5,162 (siehe Abbildung II.1.2).

Abbildung II.1.2. Darstellung der Redox und Säure-Base Gleichgewichte von Flavinen als

Funktion des pK Wertes. Auf der linken Seite sind jeweils die Kationen zu finden, in der Mitte

die neutralen Flavine und rechts die korrespondierenden Anionen. In der oberen Reihe sind

die vollständig oxidierten Flavine, in der Mitte die teilweise reduzierten Flavin-Semiquinone

und in der untersten Reihe die vollständig reduzierten Flavin-Hydrochinone dargestellt.

(Darstellung adaptiert aus Referenz 5)

Biochemische Vorgänge finden vorwiegend im gelösten Zustand statt, weshalb Stu-

dien zur Charakterisierung von Flavinen mehrheitlich an in Flüssigkeit gelösten Mo-

lekülen durchgeführt wurden. Die beträchtlichen Einflüsse vom Lösungsmittel und

II.1. Einleitung

102

von Gegenionen, sowie die statistische Verteilung verschiedenster Redox- und Säu-

re-Base Zustände, können durch solche Studien jedoch nicht entkoppelt untersucht

werden. Spektroskopische Analysen von isolierten Molekülen und ihrer Aggregate

werden daher benötigt, um Informationen über die strukturellen, elektronischen und

chemischen Eigenschaften der reinen, optisch wirksamen Substanz zu erhalten.

Dies kann durch Experimente an Molekülen in der Gasphase realisiert werden. Sind

diese zusätzlich ionisiert, sind sie zudem sehr leicht und effizient manipulierbar.

Durch das Verwenden von ESI-Quellen ist es zudem möglich, Ionen aus der Flüs-

sigphase direkt in die Gasphase zu überführen. Durch geschickte Auswahl des Lö-

sungsmittels und angepasster ESI-Parameter lassen sich somit auch die gewünsch-

ten Oxidationsstufen erzeugen und gezielt spektroskopisch untersuchen (Abbildung

III.2.2).

Da die Gasphasenpräparation von Flavinen, vor allem in den unterschiedlichen

Oxidationsstufen schwierig ist, gibt es bisher nur wenige Studien über durchgeführte

Experimente hierzu.39,40,163–167 Die einzigen vor der Bearbeitung dieser Dissertation

verfügbaren Studien hierzu umfassen photo- und stoßinduzierte Fragmentierung

von protoniertem FMN,164 ein Fluoreszenzspektrum von LF in superflüssigen He-

Tropfen,38 Photodissoziation von Flavinen durch Femtosekunden-Laserpulse40 so-

wie die Bestimmung der Protonenaffinität von LF durch Massenspektrometrie.39

Insbesondere zu geladenen Flavinmolekülen, dem Thema dieser Dissertation, sind

bisher keine spektroskopischen Daten bekannt. Den Kern von Teil II dieser Disser-

tation bildet daher die erstmalige spektroskopische Untersuchung von Flavinmole-

külionen in der Gasphase. Hierzu werden zu Beginn dieses Projekts umfassende IR

spektroskopische Messungen an H+LC, H+LF, H+RF, und H+FMN sowie M+LC,

M+LF und M+RF (M= Alkali-, Erdalkali- und Münzmetalle) mit Hilfe der Infrarot-

Multiphotonen-Dissoziation-Spektroskopie (IRMPD) durchgeführt. Diese Experimen-

te finden an der Freie-Elektronen-Laser-Einrichtung FELIX (Free Electron Laser for

Infrared eXperiments) am dortigen FT-ICRMS-Experiment statt. Um aus den ge-

messenen Spektren verwertbare Informationen zu erhalten, werden quantenchemi-

sche Berechnungen vorgenommen. Die verwendete Kombination aus IRMPD

Spektroskopie und quantenchemischen Berechnungen wurde bereits häufig an pro-

tonierten und metallierten aromatischen, biologisch relevanten Molekülen angewen-

det, um hier die geometrischen und energetischen Eigenschaften zu untersu-

chen.161,163,168–172

In Kapitel II.2 werden die theoretischen Grundlagen sowie die experimentellen Me-

thoden aufgezeigt, die zur Gewinnung und der anschließenden Interpretation von

IRMPD Spektren erforderlich sind. Auf die Funktionsweise eines Freie-Elektronen-

103

Lasers wird dabei ebenso eingegangen wie auf das verwendete FT-ICRMS. Außer-

dem werden die Vor- und Nachteile der IRMPD Spektroskopie erläutert, und es wird

diskutiert, worauf bei der Analyse der gewonnenen Spektren geachtet werden

muss. Ein kurzer Überblick, welche quantenchemischen Methoden zur Analyse der

Spektren durchgeführt werden, wird in Kapitel II.2.4 gegeben. Die eben genannten

Vorbetrachtungen sind notwendig, um die Strukturanalysen von protonierten und

metallierten Flavinen durchführen zu können.

In Kapitel II.3. erfolgen detaillierte Strukturanalysen von H+LC, H+LF, H+R- und

H+FM, die sich aus den experimentellen IRMPD Spektren in Kombination mit quan-

tenchemischen Rechnungen ergeben. Diese Studien werden in Kapitel II.4. auf

Mq+LCn und M+LF Komplexe mit M = Alkali-, Erdalkali- und Münzmetallen erweitert

(q/n = 1,2).

In Kapitel II.5 werden die ersten elektronischen Spektren von kryogenen H+LC und

M+LC (M = Li–Cs) Komplexen, die mit der in Teil I vorgestellten kryogenen Berlin-

Trap-Apparatur gemessen wurden, dargestellt und mit Hilfe quantenchemischer

Rechnungen interpretiert. Eine Zusammenfassung der Ergebnisse erfolgt nach je-

dem einzelnen Kapitel.

2 Experimentelle Methoden und theoretische Analysever-

fahren

Einzelne isolierte Moleküle bzw. Komplexe und deren Ionen sind so klein, dass de-

ren Strukturen und Eigenschaften durch direkte Beobachtung zwar nicht unmöglich,

jedoch schwer zu erhalten sind.173 Indirekte Verfahren, wie die IR Spektroskopie

bieten sich als Alternativen an um hierdurch Strukturinformationen von Molekülen

zu erhalten.

Für gewöhnlich werden IR Spektren von Molekülen durch direkte Absorption der

Strahlung, z. B. bei der Cavity-Ring-Down Spektroskopie174,175 gemessen. Die

Grundlage hierzu ist das Lambert-Beersche Gesetz:

I(ν)=I0(ν)eσ(ν)cl ,

(II.2.1)

welches die Änderung der Lichtintensität I(ν) in Abhängigkeit der eingestrahlten

Intensität I0(ν) beim Durchdringen einer gewissen Probendicke l mit Absorptions-

II.2. Experimentelle Methoden und theoretische Analyseverfahren

104

querschnitt σ(ν) beschreibt, die zudem in der Konzentration c des Absorbers vor-

liegt. Diese Messtechnik benötigt jedoch eine relativ hohe Teilchendichte um prakti-

kabel zu bleiben. Sie erreicht mit der Cavity-Ring-Down Spektroskopie die heutige

messbare Grenze von ~ 109 Molekülen/cm3.174,175 Die maximale Dichte von Molekü-

lionen wird jedoch durch die Raumladungsabstoßung auf ≤ 107 Ionen /cm3 be-

grenzt.22,138 Eine Intensitätsänderung durch Absorption zu messen wird hierdurch

deutlich erschwert. Um dieses Problem zu umgehen, bedient man sich Methoden

bei denen die Photonenabsorption eines Molekülions eine massenspektrometrisch

messbare Konsequenz, wie z. B. die Fragmentation eines Moleküls, umgewandelt

wird. Die Intensität des Lichtes aus Gleichung (II.2.1) kann in diesem Fall durch die

Teilchendichte ersetzt werden, deren Größe vor (n1) und nach (n2) der Interaktion

mit Laserlicht detektiert wird:22

n2(ν)=n1e−σ(ν)F(ν),

(II.2.2)

n2(ν)=n1(1−e−σ(ν)F(ν)).

(II.2.3)

Hierbei ist F(υ) der Fluss der Photonen pro cm2. Anstelle einer hohen Teilchendich-

te benötigt man für diese Technik eine hohe Anzahl an Photonen und demzufolge

intensive Laserquellen. Durch die Detektion eines Fragmentsignals, das abhängig

von der Laserwellenlänge hervorgerufen wird, kann somit ein Photodissoziations-

spektrum gewonnen werden. Dabei ist sofort zu sehen, dass die absorbierte Photo-

nenenergie dazu führen muss, dass sich das Molekülion anschließend energetisch

oberhalb der Dissoziationsschwelle befinden muss. Die Bindungsenergien von Mo-

lekülionen sind üblicherweise 1 eV22 und liegen somit im Bereich von UV und VIS

Photonenenergien. Um auch IR Spektren gewinnen zu können, werden entweder

mehrere IR Photonen genutzt (IRMPD) oder ein schwach gebundenes Botenatom

bzw.-Molekül an das zu fragmentierende Molekülion angelagert, welches bereits

nach Einzelphotonenabsorption dissoziieren kann (IRPD). Diese beiden Techniken

werden in Kapitel II.2.1 erläutert. Anschließend wird in Kapitel II.2.2 detailliert auf

den Mechanismus der UV-VIS Dissoziationsspektroskopie eingegangen.

Die in den Kapiteln II.3 und II.4 ausgewerteten IRMPD Spektren von Flavinionen

werden am FT-ICR-Experiment der FELIX-Einrichtung durchgeführt, weswegen

eine Beschreibung dieses Experimentes in Kapitel II.2.3 nachfolgt. Abschließend

werden die quantenchemischen Methoden erläutert, die zur Analyse und Interpreta-

tion der experimentell gewonnenen Spektren herangezogen werden (Kapitel II.2.4).

105

2.1 Infrarot-Photodissoziation (IRMPD, IRPD)

Die Infrarotspektroskopie ist ein mächtiges Werkzeug, um die Struktur von gebun-

denen Molekülen und Komplexen zu ermitteln. So liefert jedes IR Absorptionsspekt-

rum einen für die jeweilige Molekülstruktur typischen, einzigartigen Fingerabdruck.

Dies rührt daher, dass die IR Photonen bei ihrer Absorption Molekülschwingungen

anregen, die mit den Kraftkonstanten der chemischen Bindungen korreliert sind.

Wie zu Beginn dieses Kapitels erwähnt, führt die geringe Dichte an speicherbaren

Ionen dazu, auf wirkungsspektroskopische Maßnahmen, wie der Photodissoziation,

ausweichen zu müssen. Zwei Möglichkeiten, IR Spektren auf diese Weise zu erhal-

ten werden im Folgenden beschrieben.

IR Multiphotonen Dissoziation (IRMPD)

Um die zur Dissoziation des zu untersuchenden Moleküls nötige Energie aufzubrin-

gen, wird im Fall der IRMPD Spektroskopie eine Vielzahl (n) von IR Photonen reso-

nant absorbiert. Dies erfolgt nach dem Schema:

AB hνIR

⟶

1 (AB)∗ hνIR

⟶

2 (AB)∗∗ …hνIR

⟶

n A+B.

(I.2.4)

Der Prozess ist dabei sehr komplex und geht über die kohärente Absorption mehre-

rer monochromatischer Photonen hinaus. Denn dieses resonante Leiterklettern der

Zustände wird durch den anharmonischen Flaschenhals in der Regel sehr früh limi-

tiert (mitunter bereits nach der Absorption nur eines Photons).

Die Einteilung des IRMPD Prozesses erfolgt, wie in Abbildung II.2.1 illustriert, in drei

Stufen: a) resonante Absorption, b) Absorption in einem Quasikontinuum und c)

Absorption oberhalb der Dissoziationsgrenze mit anschließender Dissoziation.176

In der ersten Region werden Photonen zwischen diskreten Rotations-Vibrations-

niveaus resonant absorbiert. Die Vibrationsquantenzahl steigt also bei jeder Absorp-

tion in der Regel um den Wert eins. Die durch die Anharmonizität verursachte Ver-

schiebung (Rotverschiebung) in den Energieabständen kann zunächst durch die

Laserlinienbreite kompensiert werden. Dies erfolgt bis zum so genannten anharmo-

nischen Flaschenhals, in dem keine Photonen mehr resonant absorbiert werden

können, da die Niveauabstände mit steigender Quantenzahl immer kleiner werden

und somit aus der Resonanz laufen.22 Doch mit jedem absorbierten Photon steigt

die interne Energie Ei und mit ihr die Vibrationszustandsdichte ρ(Ei) an. Diese

II.2. Experimentelle Methoden und theoretische Analyseverfahren

106

wächst grob mit EiN-1 und damit umso schneller, je mehr Vibrationsfreiheitsgrade N

das Molekül besitzt.58,177 Zusätzlich kommt es zu einer Kopplung der Vibrationsmo-

den, wodurch Energie intramolekular verteilt werden kann was in Abbildung II.2.1.

durch die gestrichelten Pfeile angedeutet wird.

Abbildung II.2.1. Prinzipskizze für den IRMPD Prozess. Zu Beginn werden die Photonen

resonant absorbiert (a). Durch die Aufnahme der Energie steigt die Zustandsdichte mit je-

dem absorbierten Photon weiter an, so dass es irgendwann zu quasi-resonanten Übergän-

gen in einem Quasikontinuum bedingt durch die gekoppelten Vibrationsmoden kommt (b).

Die Absorption erfolgt hinein bis ins Kontinuum oberhalb der Dissoziationsschwelle. Die

schwächste Bindung bricht (c). Dabei verschiebt sich die Frequenz resonant absorbierter

Photonen durch das Aufheizen immer weiter ins Rote (rechte Seite). (Reprinted (adapted)

with permission from Reference 176 Copyright (2016) American Chemical Society.)

Diese durch die Anharmonizitäten verursachte Kopplung zwischen den absorbie-

renden und den nichtabsorbierenden Vibrationsübergängen wird intramolekulare

Vibrationsenergieumverteitlung (eng. intramolecular vibrational redistribution, IVR)

genannt.178 Durch diesen Prozess wird die Energie der absorbierenden Vibrations-

übergänge sehr schnell auf andere Vibrationszustände verteilt. Dadurch steht der

ursprünglich angeregte Übergang für eine erneute Absorption zur Verfügung. Typi-

sche, durch IVR induzierte Lebensdauern IR angeregter Zustände in Molekülen

liegen bei 10-11–10-12 s.58,179 Die Umverteilung der Energie verläuft dabei umso effi-

zienter, je mehr Zustände durch den Photonenenergieeintrag besetzt werden kön-

nen und je größer die Kopplung dieser Zustände untereinander ist. Durch die Erhö-

hung der inneren Energie und den hiermit einhergehenden Anstieg der Zustands-

II.2.1 Infrarot-Photodissoziation (IRMPD, IRPD)

107

dichte können Photonen weiterhin quasi-resonant absorbiert werden, wobei deren

Energie anschließend effizient über ein Quasikontinuum von unbesetzten Vibrati-

onszuständen (bath modes) verteilt wird (Abbildung II.2.1.b.).180 Gleichzeitig kommt

es durch die Erhöhung der inneren Energie zu einer Rotverschiebung der resonant

absorbierenden Übergänge (Abbildung II.2.1.rechts).177 Die Absorptionslinien selbst

sind wegen der kurzen Lebensdauern der angeregten Vibrationszustände aufgrund

von IVR zudem verbreitert.Das Aufheizen der Moleküle durch resonante Absorption

erfolgt weiter, bis die Zustandsdichte so stark angewachsen ist, dass es zu unreso-

nanter Absorption in ein Zustandskontinuum oberhalb der Dissoziationsschwelle

kommt (c). Durch diese Übergänge können alle IR Photonen jeglicher Wellenlänge

absorbiert werden.

Die überschüssige Energie kann in Form von Strahlung oder durch die Abgabe von

Partikeln wie Elektronen (Ionisation), oder Atomen bzw. Molekülen (Dissoziation)

erfolgen. Bei kationischen Molekülionen ist die Dissoziation favorisiert, da die hierzu

benötigten Energien meist niedriger sind als die zur weiteren Ionisation notwendi-

gen.22

Abbildung II.2.2. 1) Simulierte IRMPD Effizienz Rmax als Funktion des Laserflusses 𝛷0 für

zwei harmonische Vibrationsbanden bei 778,4 cm-1 und 1559,4 cm-1 von kationischem

Naphthalin (𝐶10𝐻8+). Abhängig von 𝛷0 variiert das Verhältnis von Rmax zwischen beiden Mo-

den 2) (a-c) Berechnete IRMPD Spektren von 𝐶10𝐻8+ für verschiedene FEL-Parameter. Das

in (a) eingefügte Bild stellt die mittlere innere Energie von nicht dissoziierten Kationen nach

der Absorption des FEL-Pulses als Funktion der Wellenzahl dar. Die grüne Linie zeigt die

Dissoziationsschwelle. Feld (d) zeigt die harmonischen Absorptionslinien mit unskalierten

Frequenzen (B3LYP/6-31+G*). Der Laserphotonenfluss 𝛷0 ist in 𝑚−2⋅𝑠−1 angegeben. (Re-

printed (adapted) with permission from J.Phys. Chem. A 2013,117, 3945-3959.181 Copyright

(2016) American Chemical Society.)

II.2. Experimentelle Methoden und theoretische Analyseverfahren

108

Zusammenfassend kann somit gesagt werden, dass es bei hoher IR Strahleninten-

sität, durch die resonante Absorption mehrerer IR Photonen zur Fragmentation ei-

nes Molekülionenkomplexes kommt. Das Verfahren der Laserwellenlänge bei

gleichzeitiger Detektion des Mutterionen- und Fragmentsignals ermöglicht somit die

Aufnahme eines IRMPD Spektrums. Es hat sich jedoch gezeigt, dass bei diesem

Prozess im Vergleich zu anderen Methoden (IRPD/Messenger-Technik) einige Ab-

sorptionslinien in ihren Intensitäten geringer ausfallen oder gar nicht auftauchen.

Diese Moden werden als IRMPD transparent bezeichnet.182 Die Ursachen hierfür

liegen u.a. in der Veränderung der resonant absorbierenden Übergänge oder der

Übergangsdipolmomente während des Aufheizens durch Photonenabsorption. Bei-

des wird verursacht durch Konformationsänderung der Moleküle während der Ab-

sorption22. Ein anderer Effekt liegt in der unterschiedlich starken Kopplung einzelner

Moden. Hierdurch kommt es zum einen zu verschieden schnellen IVR Prozessen

zum anderen ergibt sich eine stärkere Rotverschiebung. Durch das verschieden

schnelle IVR benötigen einige Moden, bei gleicher Laserpulsfolge, mehr Zyklen, bis

ausreichend viele Photonen bis zur Dissoziation absorbiert werden, als bei anderen

Übergängen. Dies äußert sich in geringerer Intensität oder gar dem völligen Fehlen

mancher Linien (Abbildung II.2.1 2)). Aber auch ein schnelles herauslaufen aus der

resonanten Absorption durch das Aufheizen führt zu den gleichen Ergebnissen. Die

hieraus abgeleitete IRMPD Effizienz Rmax ist somit sehr stark abhängig von Photo-

nenfluss der bereitgestellten Laserlichtquelle, wie in Abbildung II.2.2 1) dargestellt

ist.181 Ein weiterer Nachteil der IRMPD Methode ergibt sich aus der recht starken

spektralen Rotverschiebung, die wiederum molekülabhängig ist und sich gegenüber

der linearen IR Absorption um Werte von bis zu 20 cm-1 verschieben kann

(Abbildung II.2.1 rechts).177,181

Infrarot Photodissoziation (IRPD/Messenger Technik)

Eine andere Möglichkeit, Fragmentation durch die Absorption von IR Photonen zu

erhalten, ist die Dissoziationsschwelle unterhalb der IR Photonenenergie zu setzen.

Dies ist möglich durch die Anlagerung eines schwach gebundenen Botenatoms-

oder Moleküls (Messenger) an das zu untersuchende Molekül. Die Dissoziation

erfolgt dann vereinfacht nach folgendem Schema:

AB⋅M hνIR

→

(AB)∗ ⋅M ⟶ AB+M.

(II.2.5)

II.2.1 Infrarot-Photodissoziation (IRMPD, IRPD)

109

Durch Absorption wird, wie auch am Anfang des Prozesses der IRMPD, eine Vibra-

tionsmode resonant angeregt. Die hierdurch erhöhte innere Energie liegt allerdings

nach der Absorption bereits oberhalb der zur Dissoziation des Komplexes benötig-

ten Energie. Durch IVR wird diese Energie auch auf die Botenatomkoordinate über-

tragen, was schließlich in der Ablösung des angelagerten Atoms resultiert.183

Durch die im Vergleich zur IRMPD geringeren inneren Energien und der dadurch

geringeren Anzahl von besetzbaren Zuständen, die für IVR notwendig sind, kann

auch die Energieumverteilung innerhalb des Komplexes hier langsamer ablaufen.

Dies wiederum kann die Lebensdauerverbreiterung drastisch reduzieren und somit

zu schmaleren spektralen Linien im Vergleich zur IRMPD führen. Die Kopplungs-

stärke der Zustände innerhalb des Komplexes kann jedoch bei Anregung verschie-

dener Vibrationsmoden unterschiedlich sein, was sich wiederum in unterschiedli-

chen Linienbreiten innerhalb eines Spektrums äußern kann. Eine anschauliche Be-

schreibung der Photodissoziation von Van-der-Waals Molekülen ist in Referenz 183

zu finden und soll hier nicht weiter vertieft werden.

Als Botenpartikel werden bevorzugt Edelgasatome aber auch andere Gase wie H2

genutzt. Die Bindung solcher Botenpartikel erfolgt dabei über ladungsinduzierte

Dipolwechselwirkung und sollte möglichst schwach sein. Denn je geringer die

Wechselwirkung mit den zu untersuchenden Molekülen ist, desto geringer ist auch

deren Einfluss auf die geometrischen und elektronischen Strukturen. Auch andere

Stoffe wie N2 oder H2O werden als Liganden für die IRPD Spektroskopie benutzt.

Hier steht jedoch oft vorrangig die Wechselwirkung dieser Moleküle mit den Mole-

külionen im Fokus des Interesses.

Die Beschreibung der IRPD Methode in dieser Arbeit erfolgt, um die gemessenen

Spektren in Kapitel I.3.3 besser zu verstehen. In Zukunft sollen zudem IRPD Mes-

sungen von Flavinionenkomplexen mit der BerlinTrap-Apparatur durchgeführt wer-

den um diese mit den bereits getätigten IRMPD Messungen zu vergleichen.

II.2. Experimentelle Methoden und theoretische Analyseverfahren

110

2.2 UV-VIS Photodissoziation

Wie schon bei der IR Spektroskopie beschrieben, kann es nach der Absorption ei-

nes Photons bei Überschreiten der Dissoziationsschwelle zur Fragmentation des

bestrahlten Molekülions kommen. Im Falle von IR Strahlung liegt die Photonen-

energie häufig weit unterhalb der Bindungsenergie des Molekülions. Die Photonen-

energien im visuellen (VIS) und vor allem im UV Bereich sind wiederum ausrei-

chend, um auch kovalente Bindungen aufzubrechen. Durch die Absorption eines

Photons dieses Spektralbereiches werden vorrangig Schwingungs- bzw. Rotations-

zustände höherer elektronischer Zustände angeregt. Eine anschließende Dissozia-

tion des absorbierenden Molekülions, die massenspektrometrisch detektiert werden

kann, ist auf zwei Arten möglich. Man unterscheidet zwischen der direkten und der

indirekten Photodissoziation. Die folgende Beschreibung dieser beiden Möglichkei-

ten orientiert sich an Referenz,184 welche zum vertieften Verständnis der Photodis-

soziationsprozesse als weiterführende Literatur empfohlen wird.

Direkte Photodissoziation

Bei der direkten Photodissoziation wird nach der Absorption direkt ein dissoziativer

Zustand erreicht. Der Absorptionsquerschnitt σ(E) ist dabei, wie in Abbildung II.2.3

dargestellt, durch den Überlapp der Wellenfunktion des gebundenen Zustands Ψ0

mit dem ersten Maximum einer Wellenfunktion Ψ1 (E) des dissoziativen Zu-

standskontinuums bei R > Rt (klassischer Umkehrpunkt) gegeben. Dieses Kontinu-

um ist in Abbildung II.2.3. a. repräsentativ durch drei Wellenfunktionen dargestellt.

Bei niedrigen Energien ist der Überlapp noch sehr klein und somit σ(E) vernachläs-

sigbar. In der Mitte ist der Überlapp maximal, wodurch auch die Absorption maximal

wird. Zu hohen Energien hin nimmt der Absorptionsquerschnitt wieder ab, da sich

nun auch negative Teile der Kontinuumswellenfunktion mit den positiven Teilen der

gebundenen Wellenfunktion überlappen. Diese überlagern sich destruktiv.

II.2.2 UV-VIS Photodissoziation

111

Abbildung II.2.3. Illustration direkter Photodissoziation a) Überlapp der gebundenen Wel-

lenfunktion 𝛹0 mit Wellenfunktionen 𝛹1 (𝐸) des Zustandskontinuums im angeregten Zu-

stand (V2) als Funktion der Energie. Rt ist der klassische Umkehrpunkt eines gebundenen

Zustandes des angeregten Potentials. Zusätzlich ist das resultierende Absorptionsspektrum

dargestellt b) Wenn die Halbwertsbreiten der partiellen adiabatischen Vibrationspotential-

kurven (gestrichelte Linien) bei elektronischer Anregung größer sind als die Abstände zwi-

schen ihnen, kommt es zu einem Verschmieren des Gesamtspektrums 𝜎(𝑡𝑜𝑡) (oben). Diffu-

se Vibrationsauflösung wird erst erreicht, wenn die Potentialkurven im Bereich der Franck-

Condon Region verhältnismäßig flach verlaufen (unten). (Grafik adaptiert aus 184).

Je stärker der Abfall des repulsiven Zustandes ist, desto breiter sind die resultieren-

den Spektren bei direkter Photodissoziation. Dies trifft auch zu, wenn mehrere adia-

batische Vibrationszustände angeregt werden können. Die Überlagerung der ein-

zelnen Übergänge liefert ein breites strukturloses Dissoziationsspektrum (Abbildung

II.2.3 b). Verlaufen die Kurven jedoch flacher, lassen sich auch hier die einzelnen

Teilquerschnitte der Absorption basierend auf den verschiedenen Vibrationszustän-

den unterscheiden.

Indirekte Photodissoziation

Bei der indirekten Photodissoziation wird nach Photonenabsorption eines Molekül-

ions zunächst ein angeregter quasi-gebundener Zustand präpariert. Die anschlie-

ßende Energiekonversion in eine andere Reaktionskoordinate führt zur Besetzung

eines dissoziativen Zustandes, der schließlich zur Fragmentation des Ions führt.

Dies kann auf verschiedene Weise geschehen. Abbildung II.2.4 a) veranschaulicht

dabei den Prozess der im Allgemeinen abläuft.

II.2. Experimentelle Methoden und theoretische Analyseverfahren

112

Abbildung II.2.4. Veranschaulichung der indirekten Photodissoziation. a) V1 und V2 stellen

zwei diabatische Potentialkurven eines Molekülions dar. Der angeregte Zustand ∣𝛹1𝑙>

koppelt über 𝑾

 mit einem Zustand des Kontinuums ∣𝛹2(𝐸)> , was in der Fragmentation

resultiert. b) Illustration der unterschiedlichen Grade der Kopplung zwischen dem gebunde-

nen und dem repulsiven Zustand. Die durchgezogene Linie repräsentiert den unteren Teil

zweier adiabatischer Potentiale, während die gestrichelten Linien diabatische Potentiale

darstellen. Je höher die „quasi-gebundenen“ Zustände in diesem Fall energetisch liegen,

desto stärker sind sie mit dem dissoziativen Teil gekoppelt. Die hierdurch reduzierte Le-

bensdauer resultiert in der Verbreiterung der Absorptionslinien 𝜎(𝐸). (Grafiken adaptiert

aus184).

Hier repräsentieren V1 und V2 zwei diabatische Potentialkurven (bzw. Potentialflä-

chen) eines angeregten elektronischen Zustandes, denen es erlaubt ist, sich zu

kreuzen (d.h. eine Wechselwirkung zwischen beiden Kurven kann stattfinden). Der

über ein absorbiertes Photon angeregte, quasi-gebundene Zustand ∣Ψ1l> ist über

eine Kopplung 𝐖

 mit dem Zustandskontinuum ∣Ψ2(E)> verbunden (Das l in

∣Ψ1l> weist hier auf die Anwesenheit verschiedener Rotationszustände hin). Erst

diese Kopplung ermöglicht die Fragmentation des Ions, wobei deren Stärke die Le-

bensdauer von ∣Ψ1l> beeinflusst und somit auch die gemessenen Absorptionslini-

enbreiten.

Dieser Zusammenhang wird in Abbildung II.2.4 b) anhand eines eindimensionalen

Systems (z. B. zweiatomiges Molekül) veranschaulicht. Die gestrichelten Linien bil-

den hier zwei adiabatische Potentiale, welche zusammen den resultierenden Poten-

tialtopf (durchgezogene Linie) formen. Im unteren Teil dieses Topfes ist die Kopp-

lung zwischen dem quasi gebundenen und den repulsiven Zustand gering, was

über die lange Lebensdauer zu sehr schmalen Absorptionslinien σ(E) führt. Mit

steigender Energie wächst die Kopplung zwischen den Zuständen, was in immer

breiteren Linien resultiert.

II.2.2 UV-VIS Photodissoziation

113

Abbildung II.2.5. Darstellung verschiedener Dissoziationskanäle a) Aus dem Grundzustand

wird ein „quasi-gebundener“ angeregter elektronischer Zustand präpariert. Über die Kopp-

lung 𝑾

 erfolgt die Energiekonversion in einen dissoziativen Zustand. Dieser kann sich im

selben oder höheren elektronischen Zustand befinden. b) Die Anregung erfolgt wie zuvor.

Die Kopplung findet jedoch mit dem Dissoziationskontinuum des Grundzustandes statt. c)

Nach Photonenabsorption wird ein angeregter Zustand resonant präpariert. Bei genügender

Laserintensität kann es zu einer erneuten Absorption eines Photons gleicher Wellenlänge

kommen mit dem ein sich darüber befindlicher dissoziativer Zustand angeregt wird.

Nach diesen phänomenologischen Grundlagen werden nun die verschiedenen Dis-

soziationskanäle aufgezeigt, die zum Erhalt eines UVPD oder VISPD Spektrums

führen. In Abbildung II.2.5. a ist der Fall dargestellt, der weiter oben beschrieben

wurde. Ein Molekülion wird in einen quasi gebundenen Zustand angeregt und kop-

pelt mit einem repulsiven Zustand einer anderen Reaktionskoordinate des gleichen

oder aber höheren elektronischen Zustandes. Die Dissoziation kann jedoch auch

durch Kopplung eines angeregten, gebundenen elektronischen Zustandes in das

Zustandskontinuum, oberhalb des Dissoziationslimits des elektronischen Grundzu-

standes, oder eines anderen tiefer liegenden Zustandes erfolgen (Abbildung II.2.5.

b). Auch die resonante Absorption eines Photons in einen angeregten gebundenen

Zustand und anschließende direkte Dissoziation durch Absorption eines weiteren

Photons gleicher Wellenlänge ist möglich (Abbildung II.2.5. c).

Je größer ein Molekülion ist, desto wahrscheinlicher ist auch, dass es zu einer Mi-

schung von verschiedenen Reaktionskanäle kommt. Diese können sich in der Bil-

dung verschiedener Fragmente äußern. Das heißt, mit Hilfe der gleichzeitigen De-

tektion aller Fragmente bei der Photodissoziation lassen sich detaillierte Rück-

schlüsse auf unterschiedlich wahrscheinliche interne Energiekonversionen ziehen.

Die in Kapitel I.3.1 durchgeführten UVPD Messungen an H+Tyrosin sowie die später

in Kapitel II.5 gezeigten VISPD Messungen an kalten ionischen LC Komplexen zei-

gen scharfe diskrete Linien, was auf indirekte Dissoziation mit schwacher Kopplung

schließen lässt.

II.2. Experimentelle Methoden und theoretische Analyseverfahren

114

2.3 Das FT-ICRMS Experiment am FELIX

Wie bereits erläutert, ist die IRMPD eine Möglichkeit, absorptionsäquivalente Spek-

tren isolierter Molekülionen zu erhalten. Diese nur bei sehr hohen Laserphotonen-

dichten und spezieller Pulsabfolge einsetzbare Technik führt dazu, dass bei initial

resonanter Absorption anschließend mehrere IR Photonen sukzessiv vom Molekül

ion aufgenommen werden, bis dieses fragmentiert (Kapitel II.2.1). Diese speziellen

Anforderungen bietet der Freie-Elektronen-Laser für Infrarot EXperimente (FELIX)

am FOM Institut in Nieuwegein (Niederlande).185

Bei dem hier verwendeten experimentellen Aufbau (Abbildung II.2.6) werden die zu

untersuchenden Molekülionen in einer ESI-Quelle (z-Spray/Waters) generiert und

für vier Sekunden in einer Oktupol-Ionenfalle akkumuliert und thermalisiert. An-

schließend werden sie über einen Quadrupolumlenker und einen Oktupol-

Ionenleiter in eine FT-ICR Falle überführt.186 In dieser speziellen Penning-Falle187

werden sie durch ein starkes Magnetfeld (4,7 Tesla188) mittels der Lorentzkraft auf

Kreisbahnen gezwungen und anschließend resonant mit der Zyklotronresonanzfre-

quenz auf höhere und somit besser detektierbare Bahnradien angeregt. Die entste-

hende inkohärente Zyklotronbewegung wird somit durch Anlegen eines gleichsam

mit der ICR Frequenz der Ionen rotierenden, elektrischen Feldes, kohärent und

kann hierdurch mittels Bildladungsnachweis detektiert werden187. Wegen der m/z

Abhängigkeit der Zyklotronresonanzfrequenz der Ionen

ωc=q

mB,

(II.2.6)

mit der Ladung q, der Ionenmasse m und dem Magnetfeld B, lässt sich über eine

anschließende Fourier-Analyse des gemessenen Bildladungssignals U(t) ein Mas-

senspektrum nach dem Schema

U(t)FT

→

U(ω)→U(m/z),

(II.2.7)

generieren. Da es für die Spektroskopie möglichst vorteilhaft ist, wenn sich in der

Probe nur Ionen mit gleichem m/z befinden, müssen alle anderen zunächst aussor-

tiert werden. Dies erfolgt durch nochmaliges resonantes Anregen aller unerwünsch-

ten Ionen mit Hilfe eines speziell geformten Spannungspulses.187

II.2.3 Das FT-ICRMS Experiment am FELIX

115

Abbildung II.2.6. FT-ICR-Experiment an der FELIX Einrichtung des FOM Institutes in

Nieuwegein. Die Ionen werden in einer ESI-Quelle generiert und über Ionenleiter in die

FT-ICR-Zelle transportiert. Die hier massenselektierten Ionen werden anschließend mit

der intensiven IR Strahlung des freien Elektronenlasers bestrahlt und die Fragmente

abschließend detektiert. (Grafik adaptiert aus Referenz 189) .

Die in der ICR-Zelle gefangenen Ionen werden 2 s mit 20 Makropulsen des FEL

bei einer Pulsfrequenz von 10 Hz bestrahlt. Hierbei besteht ein bis zu 20 µs

dauernder Makropuls aus vielen (~10000) Mikropulsen von 3–6 ps Länge in

Mikropulsabständen von ungefähr 1 ns.185

Die Laserstrahlung wird dadurch erzeugt, dass einzelne kleinen Elektronenpa-

kete (jedes Paket führt zu einem IR Mikropuls) aus einer Elektronenkanone

heraus beschleunigt werden und anschließend in den Undulator gelangen. Die-

ser besteht aus alternierend angeordneten Paaren starker Permanentmagnete.

Die Elektronen werden beim Passieren des Undulators aufgrund der Lorentz-

kraft auf sinusförmige Bahnen gelenkt. Beim Durchlauf jedes Scheitelpunktes

der Trajektorie senden die Elektronen IR Strahlung kegelförmig entlang der Un-

dulatorachse aus. Der emittierte IR Lichtpuls wechselwirkt dabei mit den Elek-

tronen der vorlaufenden Elektronenpakete die sich simultan im Undulator befin-

den. Die Licht-Elektronen Wechselwirkung wird dabei durch einen Resonator, in

dem das Licht hin und her läuft, zusätzlich verstärkt. Durch die Interaktion

kommt es zu einer Selbstausrichtung der Elektronenpakete, was wiederum zur

Abstrahlung kohärenter IR Strahlung führt. Die Wellenlänge des FEL lässt sich

durch die Veränderung der Undulatorstärke einstellen, indem der Abstand der

sich gegenüberliegenden Magnete verändert wird. Größere Wellenlängenände-

rungen erfordern zusätzlich eine Veränderung der Energie des Elektronen-

strahls.

II.2. Experimentelle Methoden und theoretische Analyseverfahren

116

Nachdem die IR Strahlung das FT-ICRMS durch ein ZnSe Fenster188 passiert, er-

folgt die Bestrahlung der Ionen durch eine zur Erhöhung der Absorptionswahr-

scheinlichkeit eingerichteten Multipassanordnung (Abbildung II.2.6). Nach der Ab-

sorption und der resultierenden Dissoziation wird wieder ein Massenspektrum der

resultierenden Ionen aufgenommen. Um ein möglichst eindeutiges Absorptions-

spektrum zu erhalten, wird die resultierende IRMPD Ausbeute abschließend wie

folgt bestimmt:

IIRMPD=∑If

IM+∑If ,

(II.2.8)

wobei If die Intensitäten der einzelnen geladenen Fragmente und IM die des Mutter-

ions darstellen.d Die Laserstrahlung besitzt eine spektrale Bandbreite von 0,2 bis

5 % für den gesamten von FELIX lieferbaren Spektralbereich von 3600–66 cm-1. Da

die Messung der IR Strahlung in Wellenlängen erfolgt, variiert hierdurch die Schritt-

weite in Wellenzahlen zwischen 3 und 9 cm-1 im (für das FT-ICRMS nutzbaren)

Spektralbereich zwischen 500 und 2000 cm-1.

In dieser Arbeit werden folgende Flavinionen untersucht: H+FL (FL = LC, LF, RF

und FMN), M+LC (M = Li, Na, K, Cs, Rb, Ag), Mg2+LC2 und M+LF (M = Li, Na, K, Cs,

Cu, Ag). Für die Präparierung dieser ionischen Flavinverbindungen durch die ESI-

Quelle müssen zuvor spezielle Lösungen angesetzt werden. Für das Erstellen ge-

eigneter Mixturen werden LC, LF, RF sowie das FMN-Na+2H2O Salz mit Reinheiten

von jeweils 99, 97, 95 und 97 % von Sigma Aldrich ohne weitere Aufbereitung ver-

wendet. Zur Erzeugung der protonierten Flavine werden diese mit einer Konzentra-

tion von 0,2–2 mmol/l in einer Lösung aus Methanol, Wasser und Methansäure (Mi-

schungsverhältnis 78:20:2; für FMN-Na+ 78:18:4) mit einer Rate von 10 µl/min in der

ESI-Quelle gesprüht. Zur Erzeugung von metallierten Flavinen wird eine Mixtur aus

LC bzw. LF mit Konzentrationen von 0,2 mM/l in Methanol gefertigt. Metallchlorid-

bzw. Nitratsalzen werden in Wasser in Konzentrationen von 1–6 mM/l gelöst. An-

schließend werden beide Lösungen, je nach Metall in verschiedenen Verhältnissen

miteinander vermischt. Die resultierende Lösung wird anschließend in der ESI-

Quelle mit einer Rate von 10 µl/min gesprüht. Für Ag+ und Mg2+ wird Acetonitril an-

stelle von Wasser als Lösungsmittel eingesetzt. Das Mischungsverhältnis der bei-

den Lösungen beträgt typischerweise acht Teile Methanol und ein Teil Wasser bzw.

Acetonitril.

d Ist das m/z des Fragmentes zu klein um im ICR noch detektiert zu werden, kann das

IRMPD Spektrum allein aus IMbestimmt werden (z.B. bei Li+LC IRMPD

→

Li+)

II.2.4 Quantenchemische Modellierung

117

2.4 Quantenchemische Modellierung

Die experimentell gemessenen Spektren alleine lassen nur wenige Rückschlüsse

auf die Eigenschaften eines Molekülions zu. Erst die Kombination mit quantenche-

mischen Rechnungen führt zu einem tieferen Verständnis der Strukturen der ver-

messenen Moleküle. Dabei wird so vorgegangen, dass mögliche Strukturisomere

eines Ions bzw. Komplexes mittels quantenchemischer Rechenmethoden ermittelt

werden. Die sich aus den Berechnungen ableitenden linearen Spektren werden

anschließend mit den experimentellen verglichen. Bei genügender Überein-

stimmung wird davon ausgegangen, dass die gesuchte Struktur identifiziert ist.

Die Strukturberechnung welche die Gesamtheit aller atomaren Kopplungen, ein-

schließlich der Elektronen beschreibt, ist quantenmechanisch auf verschiedenste

Weise möglich. Hierbei konkurriert jedoch der Rechenaufwand mit der resultieren-

den Exaktheit der Ergebnisse. Methoden die auf der Dichtefunktionaltheorie (DFT)

basieren, liefern mit vertretbarem Aufwand häufig recht gute Übereinstimmung mit

experimentellen Resultaten,190,191,192 weswegen diese in der vorliegenden Arbeit

Verwendung finden.

Die Grundlage der DFT lieferten Hohenberg und Kohn 1964 in einer viel beachteten

Publikation.193 Hier wurde gezeigt, dass die ortsabhängige Elektronendichte im

Grundzustand 0 die Eigenschaften eines Vielelektronensystems eindeutig festlegt.

Dadurch ist es möglich, die komplizierten, von 4N Variablen abhängigen Wellen-

funktionen (3N Raumkoordinaten, N Spin Variablen) durch die weit weniger kom-

plexe ortsabhängige Elektronendichte zu ersetzen, was die benötigte Computer

Rechenkapazität deutlich minimiert. Die Elektron-Kernwechselwirkung in Abhängig-

keit von 0 ist eine systemabhängige Größe. Die kinetische Energie Ekin(0) und die

Elektron-Elektron-Wechselwirkung Eee(0) sind jedoch universell gültig in dem Sin-

ne, dass sie weder abhängig von der Elektronzahl sind, noch von den Kernkoordi-

naten oder dessen Ladung. Hierdurch lassen sich Ekin(0) und Eee(0) durch ein uni-

verselles Funktional ausdrücken. Dieses ist jedoch unbekannt, weswegen Wege

gesucht werden, dieses Funktional immer weiter anzunähern. Eine detaillierte Ein-

führung in das Feld der DFT Methoden ist u.a. in Referenz194 zu finden und soll hier

nicht weiter vertieft werden.

II.2. Experimentelle Methoden und theoretische Analyseverfahren

118

Abbildung II.2.7. Mit verschiedenen quantenchemischen Methoden berechnete IR Spektren

von H+LC@N5 im Vergleich mit dem experimentellen IRMPD Spektrum. Die berechneten

Spektren sind allesamt auf dem Peak um 1800 cm-1 skaliert, um die jeweiligen

Peakverschiebungen zueinander darzustellen. Die schnellste Methode stellt dabei das

BP86/cc-pVDZ dar, das Gegenteil hierzu ist die Möller Plesset Störungstheorie MP2/cc-

pVDZ. Der Basisatz cc-pVTZ liefert mit allen Methoden genauere Ergebnisse als cc-pVDZ,

bedarf jedoch wiederum höherer Rechenleistung. Selbst die Wahl verschiedener Progamme

(Gaussian09144/Turbomole195), bei ansonsten gleicher Methode und gleichem Basissatz,

führt zu sehr leicht veränderten Spektren.

Für die Strukturanalyse von H+FL und Mq+FL in dieser Arbeit werden solche DFT

Berechnungen mit Hilfe der kommerziell erhältlichen quantenchemischen Pro-

grammpakete Gaussian03196 und Gaussian09144 durchgeführt. Dabei wird die ver-

wendete Rechenmethode allgemein in der Form Funktional/Basissatz angegeben.

Die Berechnungen liefern neben der Geometrie Werte für die nullpunktskorrigierte

Bindungsenergie E und für die Gibbs (freie) Energie G bei 300 K. Ist durch eine

Rechnung eine energetisch favorisierte Struktur identifiziert, werden im folgenden

relative Energien hierzu in der Form ΔE bzw. ΔG gegeben. Dabei wird jeweils das

energetisch niedrigste Isomer mit G = 0 kJ/mol definiert. Nach Erhalt der Struktu-

ren erfolgt eine Berechnung der Vibrationen, was schließlich zu den gewünschten

linearen IR Spektren führt, die zum Vergleich zwischen Theorie und Experiment

genutzt werden. Um die Vielzahl der möglichen Isomere von H+FL zu reduzieren,

wird darauf verzichtet, an Kohlenstoff protonierte Flavine zu berechnen, da die er-

warteten Energien G sehr hoch liegen145,192 und somit deren Existenz im Experi-

II.2.4 Quantenchemische Modellierung

119

ment unwahrscheinlich ist. Diese Vermutung wird durch eine Vergleichsrechnung

für H+LF@C9 bestätigt (G = 163 kJ/mol).

Die zu untersuchenden Systeme werden, wenn nicht anders erwähnt, auf dem

B3LYP/cc-pVDZ Niveau berechnet. Diese ökonomische Methode liefert Ergebnisse,

die nahe an denen mit größerem Basissatz liegen. Auch sind diese vergleichbar mit

Resultaten, die mit den aufwändigeren MP2 Rechnungen (Möller-Plesset) erzielt

werden (Abbildung II.2.7).

Um die berechneten linearen IR Absorptionsspektren besser mit den experimentel-

len IRMPD Spektren vergleichen zu können, werden die aus den Rechnungen er-

haltenen Strichspektren in einigen Fällen mit einer Gauß-Funktion mit einer Halb-

wertsbreite von 20 cm-1 gefaltet. Relativistische Effekte für die schwereren Metallka-

tionen (K–Cs, Cu–Au) bei den M+FL-Komplexen (Kapitel II.4) werden durch die

Effective Core Potential (ECP) Erweiterung des verwendeten Stuttgart VDZ Basis-

satzes berücksichtigt. Die berechneten harmonischen Vibrationsfrequenzen werden

anschließend mit einem Skalierungsfaktor versehen, um ebenfalls die Vergleichbar-

keit mit dem Experiment zu verbessern. Dies geschieht daher, weil die linearen IR

Spektren ohne anharmonische Korrektur berechnet werden. Hierdurch werden die

spektralen Positionen der Vibrationsmoden in der Regel überbewertet. Für H+FL

wird ein Faktor von 0,965 verwendet, für M+FL (M = Li, Na, Mg) werden die errech-

neten Spektren mit 0,964 multipliziert und für schwerere Metalle (M = K-Cs und Cu-

Au) ergibt 0,973 den besten Wert. Ladungsverteilungen werden mit Hilfe der Natural

Bonding Orbital (NBO) Methode bestimmt.

Bei H+RF und H+FMN erhöht sich die Anzahl der möglichen Konformationen auf-

grund der flexiblen Seitenketten drastisch, weswegen hier zu deren Suche eine an-

dere Strategie verwendet wird. Um die energetisch favorisierten Protonierungsstel-

len von RF und FMN zu identifizieren, werden mögliche prototropische Isomere bei

ansonsten stabiler Restgeometrie mit Hilfe der Ressourcen schonenden Hartree-

Fock-Methode mit dem 6-311G Basissatz durchgeführt. An den energetisch am

tiefsten liegenden Isomeren wird anschließend eine systematische Suche nach den

potentiell stabilsten Konformeren durchgeführt, indem einzelne Bindungen der Sei-

tenkette dabei stückweise rotiert werden. Die Energieoptimierung erfolgt hier für alle

erhaltenen Konformere mit Hilfe der Kraftfelder Merck Molecular Force Field 94

(MMFF94) und Universal Force Field (UFF), welche in der Avogadro Software197

implementiert sind. Alle hier identifizierten Isomere, die energetisch innerhalb von

30 kJ/mol liegen, werden dann durch B3LYP/cc-pVDZ optimiert. Abschließend wer-

den die harmonischen Vibrationsfrequenzen berechnet.

II.2. Experimentelle Methoden und theoretische Analyseverfahren

120

Beim Vergleich der berechneten mit den experimentell ermittelten Spektren sollte

berücksichtigt werden, dass IRMPD auf der Absorption mehrerer Photonen und

anschließender Dissoziation beruht. Dies kann, wie in Kapitel 2.1 beschrieben, zu

Rotverschiebungen und Intensitätsvariationen im Vergleich zu einem, sowohl ge-

messenen als auch berechneten, linearen Einzelphotonabsorptionsspektrum füh-

ren.177,181

In Kapitel II.5 werden elektronische Spektren von H+LC und M+LC analysiert. Hierzu

werden DFT Rechnungen auf dem PBE0/cc-pVDZ Niveau für den Grundzustand

und für den elektronisch angeregten Zustand durchgeführt. Diese Methode, ein-

schließlich des verwendeten Funktionals, stellt sich als bessere Wahl zur Berech-

nung des elektronisch angeregten Zustandes für H+LC und M+LC heraus, als für die

Grundzustandsberechnung verwendete B3LYP Funktional. Anschließend werden

harmonische Franck-Condon Simulationen mit PGOPHER143 vorgenommen, um die

Überlappintegrale der einzelnen Vibrationsübergänge, und somit die Vibrations-

struktur in den elektronischen Spektren zu bestimmen. Diese werden dann mit den

experimentellen Spektren verglichen werden.

121

3 Strukturanalyse protonierter Flavine in der Gasphase mit-

tels IRMPD

Die bereits in Referenz 163 veröffentlichte Analyse der am FT-ICRMS Experiment an

der FELIX Einrichtung aufgenommenen IRMPD Spektren protonierter Flavine, er-

folgt in den nun folgenden Kapiteln. Bereits die Auflistung dieser Spektren in Abbil-

dung II.3.1 lässt für alle H+FL, trotz der ähnlichen Grundstrukturen, unterschiedliche

Protonierungsstellen vermuten. Vor allem die spektralen Unterschiede aller H+FL in

der C=O Streckregion zwischen 1700 und 1820 cm-1 lassen diesen Schluss zu. Um

die Vermutung zu verifizieren werden DFT Rechnungen für eine Vielzahl möglicher

Isomere durchgeführt und die resultierenden linearen IR Spektren anschließend mit

den experimentell erhaltenen verglichen.

Abbildung II.3.1. IRMPD Spektren von H+FL (FL = LC, LF, RF FMN) aufgenommen im

Fingerabdruckbereich zwischen 710 und 1820 cm-1. Die unterschiedliche Ausprägung der

Peaks zwischen 1700 und 1820 cm-1 deuten darauf hin, dass für verschiedene Flavine

unterschiedliche Protonierungsstellen energetisch bevorzugt werden.

Der Einfluss der Protonierung auf die Beschaffenheit der Flavine lässt sich nachfol-

gend durch die aus den DFT Rechnungen resultierenden Energien, Strukturen und

den dazugehörenden harmonischen Vibrationsfrequenzen ableiten. Hierzu werden

Berechnungen sowohl für neutrale als auch für protonierte Flavine durchgeführt.

II.3. Strukturanalyse protonierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

122

Nomenklatur zur Klassifizierung von H+FL

Um die Vielzahl der gefundenen Isomere auch zu ordnen, wird hierfür eine eigene

Nomenklatur entwickelt. Neutrale Flavine werden mit FL bezeichnet und die korres-

pondierende protonierte Form als H+FL, mit FL = LC (Lumichrom), LF (Lumiflavin),

RF (Riboflavin) und FMN (Flavin Mononukleotid). Ein spezifisches Isomer wird

durch die Form H+FL@XY gekennzeichnet, wobei das X dem protonierten Element

(Atom) innerhalb des Flavins entspricht (O oder N) und Y dessen Positionierungs-

nummer (Abbildung II.1.1c.). Gegensätzlich zum N Atom kann ein Proton an einem

O Atom, bedingt durch dessen zwei freie Elektronenpaare, an zwei Positionen an-

heften. Ein + oder – am Ende der Nomenklatur definiert somit die Bindungsrichtung

in Bezug zum N3–Atom. Zeigt die Bindung in Richtung N3 wird sie mit OY- be-

zeichnet, zeigt sie davon weg mit OY+.

Da bei den Flavinen prinzipiell die Möglichkeit der Lactam-Lactim Tautomerisierung

besteht, muss dies auch in der Notation berücksichtigt werden. Das Lactim Tauto-

mer ist durch die Migration des Protons der N3 Stelle zu einer der C=O Gruppen

charakterisiert. Hierdurch können sich bei der Protonierung des Flavins zwei Funk-

tionale O-H Gruppen bilden (O2-H und O4-H), die jeweils unterschiedlich ausgerich-

tet sein können. Die Einführung eines zusätzlichen richtungsweisenden + bzw. - in

der Form H+FL@OHxx mit (x = + oder -) löst dieses Problem. Hier steht das erste

„+/-“ für die Ausrichtung der O2-H und das zweite für die der O4-H. Die Richtungs-

angabe erfolgt hier wieder in Bezug auf das N3 Atom nach dem gleichen Prinzip wie

oben.

Bei der Suche nach möglichen stabilen Protonierungsstellen wird ausgehend vom

neutralen Flavin so vorgegangen, dass bei fester gegebener Struktur des Flavins

mögliche Positionen manuell gesetzt werden. Anschließend wird eine Strukturopti-

mierung durchgeführt.

Das Vorhandensein von am Chromophor gebundenen Methylgruppen kann zu ver-

schiedenen, energetisch niedrig liegenden Konformeren führen, die durch eine Ro-

tationsbarriere voneinander getrennt sind. Hierdurch erhöht sich nochmals die An-

zahl möglicher Isomere. Um dieser Vermutung nachzugehen, wird die C8-CH3

Gruppe schrittweise um 120° gegenüber der C7 Methylgruppe gedreht und dabei

jeweils die Energie berechnet. Da sich die beiden Methylgruppen an C8 und C7

gegenseitig beeinflussen, existiert nur ein stabiles Konformer, und zwar jenes, bei

dem sich jeweils zwei Protonen der Methylgruppen in annähernd gleichem Abstand

gegenüberstehen. Dieser Zustand wiederholt sich aufgrund der Symmetrie bei Ro-

tation um jeweils 120°, mit einer Potentialbarriere von 56 kJ/mol. Die für alle H+FL

II.2.4 Quantenchemische Modellierung

123

stabilste Ausrichtung der C7 und C8 Methylgruppe ist äquivalent zu denen der neut-

ralen FL (Abbildung II.1.1).

Eine weitere Möglichkeit, durch Rotation von Methylgruppen die Vielfalt der Isomere

zu erhöhen ist bei LF zusätzlich an der Position N10 gegeben. Die gleiche Vorge-

hensweise wie zuvor liefert eine Barriere von 60 kJ/mol bei der Rotation. Die be-

rechneten stabilsten Isomere sind in Abbildung II.3.4 dargestellt. Da keine weiteren

Rotamere für das LF zu finden sind, werden diese bei der Suche der Protonie-

rungsstellen nicht berücksichtigt.

Abbildung II.3.2. Veranschaulichung der durch die Seitenkette bedingten komplexen No-

menklatur von RF und FMN am Beispiel von H+RF-1γ@N1 und H+RF-2β@N1. Erfolgt die

Ausrichtung der Seitenkette, wie hier demonstriert, nach links und die der H-Atome des Cα

Atoms nach rechts (a), so handelt es sich um ein Konformer vom Typ 1 (blau), ist das Ge-

genteil der Fall, vom Typ 2 (c und d). Der griechische Buchstabe des Kohlenstoffatoms der

Seitenkette, dessen O-Atom eine zusätzliche Bindung mit dem H+ eingeht, findet sich eben-

falls in der Nomenklatur wieder (rot). Die Bindung selbst ist dabei durch die gepunktete rote

Linie markiert (b und d).

Bei den größeren Flavinen RF und FMN steigt die Anzahl stabiler, energetisch nied-

riger Rotamere bedingt durch die Rotation einzelner Bindungen innerhalb der Ribi-

tyl- bzw. Ribophosphatketten drastisch an. Ein erster Schritt zu deren Klassifizie-

rung erfolgt über die Orientierung der direkt mit dem Chromophor verbundene Me-

thylengruppe (CαH2) der Ribitylkette. Diese bildet intramolekulare H-Bindungen

zum Pyrimidinring, aber auch innerhalb der Seitenkette aus. Abhängig von dessen

Orientierung lassen sich zwei verschiedene Konformere identifizieren. Beim Typ 1

liegen die beiden H-Atome oberhalb der Ebene des Ringsystems, wie in Abbildung

II.3.2 dargestellt, während sich der Ribitylrest darunter befindet. Beim Typ 2 Kon-

former verhält es sich umgekehrt. In beiden Konformeren kann der Rest der Ribityl-

bzw. Ribophosphatkette jedoch verschiedene Orientierungen annehmen. Diese

II.3. Strukturanalyse protonierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

124

werden durch einzelne oder vielfache H-Bindungen innerhalb der Kette, oder mit

dem Chromophor mittels Cβ–OH, Cγ–OH, Cδ–OH, Cε–OH, P=O und P–O Grup-

pen stabilisiert. Die Bildung einer H-Bindung zwischen einer OH-Gruppe der Seiten-

kette und dem Pyrimidinring fließt in die verwendete Nomenklatur mit Hilfe des grie-

chischen Buchstabens der bindenden Ribitylgruppe ein. Ist hingegen eine P–OH

bzw. P=OH Gruppe in der H-Bindung involviert, wird hierfür ein P bzw. PO verwen-

det.

Um die Isomere zu identifizieren, die in den experimentellen auf die Laserleistung

normierten, nicht linearen IRMPD Spektren auftauchen, wird ein Vergleich dieser

mit den berechneten linearen IR Spektren vorgenommen. Die hierbei auftretenden

Probleme sind bereits ausführlich in Kapitel II.2.1 beschrieben.

3.1 Protoniertes Lumichrom

Der erste hier untersuchte Vertreter der Flavinfamilie ist das protonierte Lumichrom

(H+LC), das bei einer Masse von m/z 243 durch IRMPD in drei Fragmentionen mit

m/z 200, 198 und 172 zerfällt. Diese Massen entsprechen dabei formal dem Verlust

von OCNH, CO+NH3 bzw. HCN+H2O. die spektrale Abnahme (engl. depletion

spectrum) des H+LC stimmt mit den Spektren aller auftauchenden Fragmentionen

gut überein. Dies lässt darauf schließen, dass nach IR Laserbeschuss parallel meh-

rere Fragmentationskanäle geöffnet werden und die kleineren Fragmente nicht se-

quentiell aus den größeren entstehen (Abbildung B.1 im Anhang). Das resultierende

IRMPD Spektrum (Abbildung II.3.3 a.)) zeigt intensive IR Banden bei 1810 (A), 1745

(B), 1520 (D) und 1320 cm-1 (F) und weniger Intensive bei 1610 (C), 1450 (E) 1320

(G) und 1260 cm-1 (H). Zwei sehr schwache Signale lassen sich noch bei 880 (J)

und 740 cm-1 (K) beobachten.

Für eine eindeutige Zuordnung werden alle möglichen prototropischen H+LC Isome-

re berechnet, wobei mit den grundlegendsten Bindungsstellen am Ringsystem des

Isoalloxazins begonnen wird. Bis zu einer Energie von 72 kJ/mol, oberhalb des

stabilsten Isomers, werden inklusive der Lactim-Tautomere, sieben verschiedene

Isomere gefunden (Abbildung II.3.3 rechts). Die Bindungsstelle des Protons an der

N5-Position (H+LC@N5) stellt sich hierbei als besonders bevorzugt heraus. Energe-

tisch um 21,2 kJ/mol höher liegt H+LC@O4+ gefolgt vom H+LC@N10 (29,9 kJ/mol).

II.3.1 Protoniertes Lumichrom

125

Um die H+LC Isomere aus dem Experiment zu identifizieren, werden für alle gefun-

denen Isomere die berechneten linearen IR Spektren mit dem experimentellen

IRMPD Spektrum verglichen (Abbildung II.3.). Das berechnete Spektrum des ener-

getisch niedrigsten Isomers H+LC@N5 spiegelt alle drei im experimentellen Spekt-

rum auftretenden Vibrationsbanden in Position und deren relativer IR Intensität wi-

der. Beim Spektrum des energetisch nächstgelegenen H+LC@O4+ Isomers werden

nur noch die Banden D, F, G und K des IRMPD Spektrums gut wiedergegeben.

Banden A und E sind ins Blaue verschoben und B fehlt völlig. Auch treten hier eini-

ge Banden auf, vor allem im Bereich zwischen 600 und 800 cm-1, die experimentell

nicht beobachtet werden.

Abbildung II.3.3. links). IRMPD Spektrum von H+LC (a) verglichen mit berechneten

linearen IR Spektren für die sieben stabilsten Isomere (B3LYP/cc-pVDZ). Die linearen IR

Spektren sind dabei energetisch von b nach h geordnet, wobei H+LC@N5 (b) das stabilste

Isomer ist. rechts) Die H+LC Strukturen, und deren im Vergleich zum stabilsten Isomer

angegebenen relativen Gibbs-Energien. Die berechneten Strichspektren sind mit einem

Skalierungsfaktor von 0,965 skaliert und mit einer Gaußfunktion mit Halbwertbreite von

20 cm-1 gefaltet.

Auch das Spektrum des energetisch nächst höheren Isomers H+LC@N10 stimmt

nur noch sehr wenig mit dem IRMPD Spektrum überein. Der gleiche Trend setzt

sich mit steigender Energie fort. Die überaus gute Übereinstimmung des IR Spekt-

II.3. Strukturanalyse protonierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

126

rums des stabilsten H+LC@N5 Isomers mit dem IRMPD Spektrum ist daher ein zu-

sätzlicher Indikator, dass das gemessene Spektrum hauptsächlich von H+LC@N5

stammt.

Durch die DFT-Rechnungen ist eine genaue Analyse der Vibrationen möglich. So

ergeben diese, dass die Bande A der C2=O Streckschwingung (νC2=O) zuzuordnen

ist und B entsprechend νC4=O widerspiegelt. Beide Schwingungen sind relativ stark

entkoppelt und zeigen außerdem verschiedene IR Intensitäten, wobei diese bei der

C2=O Schwingung annähernd doppelt so stark ausfällt wie die der C4=O Bindung.

Die Größe der Aufspaltung dieser beiden Schwingungen im experimentellen Spekt-

rum beträgt ΔνC=O,exp = 65 cm-1 und im berechneten Spektrum ΔνC=O,DFT = 61 cm-1

Vergleicht man diese Aufspaltung mit dem des H+LC@N10 Isomers

(ΔνC=O,DFT = 30 cm-1) erkennt man einen großen Einfluss der Protonierungsstelle

auf die Verschiebung der C4=O Streckfrequenzen ΔνC4=O. Eine detaillierte Zuord-

nung aller beobachteten Vibrationsmoden findet sich in Tabelle B-1 im Anhang.

3.2 Protoniertes Lumiflavin

Der zweite und etwas komplexere Vertreter der Flavinfamilie, der hier im protonier-

ten Zustand vermessen wird, ist H+LF mit m/z 257. Durch IRMPD entstehen fünf

nachweisbare Fragmentionen mit m/z 214, 186, 171, 159 und 149. Das Fragment

mit m/z 214 zeigt dabei selbst Intensitätsabnahmen in gewissen Bereichen (z. B. bei

1580 oder 1220 cm-1), die wiederum durch IRMPD entstehen (Abbildung B.2 im

Anhang). Das Mutterion dissoziiert in ein großes Fragmention, welches noch im

gleichen Messzyklus durch zusätzliche vielfache IR Photonenabsorptionen weiter

fragmentiert. Der Fragmentkanal m/z 214 entspricht formal dem Verlust von OCNH

(oder CO+CH3). Alle weiteren Fragmente resultieren aus einer nachfolgenden Ring-

fragmentierung und der sich daraus ergebenden Abspaltung von CO (m/z 186),

OCNH/CO+CH3 (m/z 172), CO+HCN (m/z 159) und CO+CH3CN (m/z 145).

Das resultierende IRMPD Spektrum von H+LF unterscheidet sich von dem des

H+LC in vielerlei Hinsicht (Abbildung II.3.4. a). Die intensivsten Banden sind hier bei

1580 (C) und 1540 cm-1 (D) zu finden, weniger starke lassen sich bei 1790 (B),

1490, 1340, 1230 und 1160 cm-1 (E–H) ausmachen und schwache Übergänge fin-

den sich bei 1060 (J) bzw. 840 cm-1 (K).

Unter Einbezug der Eigenschaften von H+LC aus der in Kapitel II.3.1 vorangegan-

genen Analyse können für H+LF acht verschiedene Isomere bis zu einer Energie

II.3.2 Protoniertes Lumiflavin

127

von 63 kJ/mol identifiziert werden (Abbildung II.3.4.). Dabei verändert sich im Ver-

gleich zum H+LC die energetische Reihenfolge der Isomere bedingt durch die Me-

thylgruppe an der N10 Position. Wie bereits in vorausgegangen Studien beschrie-

ben, wird auch hier H+LF@O2+ als das in der Gasphase stabilste Isomer identifi-

ziert.155

Abbildung II.3.4. links) IRMPD Spektrum von H+LF a) verglichen mit den berechneten

linearen IR Spektren (B3LYP/cc-pVDZ) für die acht gefundenen stabilsten Isomere. Die

linearen IR Spektren sind dabei energetisch von b) bis i) geordnet, wobei H+LF@O2+(b) das

stabilste Isomer ist. rechts) Die H+LF Strukturen und deren, im Vergleich zum stabilsten

Isomer angegeben, relativen Gibbs-Energien in kJ/mol. Die theoretisch ermittelten

Strichspektren werden mit einem Skalierungsfaktor von 0,965 skaliert und mit einer

Gaußfunktion mit Halbwertbreite von 20 cm-1 gefaltet.

Das H+LF@N1 Isomer folgt diesem energetisch mit G = 10,6 kJ/mol. Bei noch

höheren Energien (> 20 kJ/mol) werden in aufsteigender Reihenfolge das Lactim-

Tautomer H+LF@OH+, das zweite O2- protonierte Tautomer H+LF@O2-, ein weite-

res Lactim-Tautomer H+LF@OH++ und H+LF@O4+ gefunden. Im Vergleich zu

H+LC ist hier das N5 protonierte Isomer mit G = 48,6 kJ/mol relativ instabil.

II.3. Strukturanalyse protonierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

128

Der Vergleich der linearen IR Spektren für die verschiedenen H+LF Isomere mit

dem IRMPD Spektrum (Abbildung II.3.4.) zeigt klar, dass nur das energetisch nied-

rigste Isomer experimentell verifiziert werden kann, denn alle im Experiment beo-

bachteten Vibrationsbanden werden durch die Berechnungen nur für dieses Isomer

reproduziert. Der stärkste Hinweis für das alleinige Vorhandensein von H+LF@O2+

im Experiment ist das Auftreten nur einer der ursprünglichen zwei C=O Streck-

schwingungen (νC=O). Dessen geringe Intensität legt die Vermutung nahe, dass es

sich hierbei um die νC4=O handelt (Bande B). Die von der C2=O Schwingung erwar-

tete Bande im Spektrum wird durch das Anlagern des Protons so stark rotverscho-

ben, dass sie in dem aufgenommenen Spektralbereich nicht mehr beobachtet wer-

den kann. Gleichzeitig führt die Protonierung zu einer deutlichen Erhöhung der

IRMPD Intensität der Banden C und D. Diese repräsentieren Ringschwingungen,

hautsächlich die N1-C2 bzw. N1-C10a Streckschwingungen, welche mit der Biege-

schwingung der C2=O-H Bindung gekoppelt sind. Es fällt auch auf, dass im Expe-

riment das Verhältnis der Bandenintensitäten C und D gegensätzlich zu dem der

Rechnung ist. Alle diese Charakteristiken sprechen dafür, dass nur das O2+ Tau-

tomer im Experiment nachgewiesen wird.

Dieser Befund verwundert, da in einer früheren experimentellen Studie in saurer

Lösung die Protonierung von LF an der N1 Stelle identifiziert wurde.162 Auch die

Kristallstrukturanalyse von 10-Methylisoalloxazin-Hydrobromid-Dihydrat weist auf

die Bindung eines Protons an N1 hin.198 Diese experimentellen Daten werden un-

terstützt durch „self-consistent reaction field“ Berechnungen nach dem Onsager

Modell,e welches von Meyer et al. vorgeschlagen wurde.155 Um den Effekt von

Wasser auf die Stabilität des O2+ bzw. N1-protonierten Tautomers nachzuahmen,

verwendeten die Autoren ein polares Medium mit einer Permittivität von ϵ = 80. Un-

ter diesen Umständen wurde die N1-Protonierung erheblich stabiler als die Proto-

nierung an der O2+Position, was darauf hindeutet, dass die bevorzugte Protonie-

rung in wässriger Lösung von der O2+ zur N1-Position wechselt.

Bevor die Ionen protoniert in der Gasphase vorliegen, werden die Flavine in einer

leicht sauren Mixtur aus Wasser, Methanol und Methansäure gelöst. Durch ESI

werden die gewünschten Komplexe generiert und schließlich ins Vakuum überführt

(Kapitel II.2.3). Durch die nun fehlenden Lösungsmittelmoleküle, welche das

H+LF@N1 Isomer in der Lösung stabilisieren könnte, kann es durch den ESI Pro-

zess zu einer Umlagerung des Protons innerhalb des Komplexes, hin zum

e mit Hilfe dieser Methode wird die Interaktion eines Moleküls mit einem polarisierbaren Lö-

sungsmittel modelliert.

II.3.3 Protoniertes Riboflavin

129

H+LF@O2+ kommen. Dies kann wiederum als Erklärung hergenommen werden,

warum nur das energetisch niedrigste Isomer gefunden werden kann.

Eine Zuordnung der Banden des IRMPD Spektrums zu den Schwingungen des

energetisch favorisierten H+LF@O2+ Isomers findet sich in Tabelle B-2 im Anhang.

3.3 Protoniertes Riboflavin

Das protonierte Riboflavin H+RF mit m/z 377 ist mit seiner flexiblen Seitenkette

weitaus komplexer, als die bisher untersuchten Ionen H+LC und H+LF. Durch

IRMPD werden Fragmente mit m/z 243, 198 und 172 beobachtet. Das intensivste

Fragmentsignal (30 % des Gesamtsignals) entspricht hierbei H+LC (m/z 243) was

durch die Abspaltung von C5H10O4, also der Ribitylgruppe abzüglich eines H-

Atoms entsteht. Die beiden anderen Fragmentationskanäle fallen verhältnismäßig

schwach aus und auch deren IRMPD Spektren unterscheiden sich von dem des

Hauptfragmentes. Die beiden Fragmente m/z 198 und 172 sind zudem IRMPD Pro-

dukte von H+LC (Kapitel II.3.1). Dies wiederum legt die Vermutung nahe, dass sie in

diesem Fall durch sequentielle Fragmentation von H+RF in H+LC und anschließen-

der weiterer Fragmentation entstehen und kein direktes Produkt der Fragmentation

von H+RF sind. Untermauert wird diese Vermutung dadurch, dass die Bande (I) bei

1050 cm-1 im IRMPD Spektrum nur auf das Tochtersignal des Fragmentes m/z 243

zurückzuführen ist (Abbildung B.3 und B.4. im Anhang). Diese Bande wird mit Hilfe

von Berechnungen als Kombinationsschwingung der Seitenkette (Cβ–Cγ-Streck,

Cγ–OH-Biegeschwingung) identifiziert, welche bei H+LC nicht auftaucht. Das

IRMPD Spektrum von H+RF zeigt die intensivsten Übergänge bei 1795 (A), 1770

(B) und bei 1600 cm-1 (C). Weitere starke Peaks sind bei 1330, 1260, 1220 und

1160 cm-1 (E-H) auszumachen. Schwache Banden treten zusätzlich bei 1500 (D),

1050 (I), 850 (J) und 750 cm-1 (K) auf (Abbildung II.3.5.).

Auf der Suche nach der Identifikation der im Experiment beobachteten Strukturen

wird auf die Erfahrungen aus der Analyse von H+LF zurückgegriffen. Initial werden

daher Berechnungen für H+RF Isomere mit Protonierung an O2 und N1 durchge-

führt, wobei zusätzlich verschiedene energetisch niedrige Ribityl-Konformationen

mitberücksichtigt werden (Abbildung II.3.5.) Für N1-Protonierung werden vier Kon-

formere vom Typ 1 und drei vom Typ 2 gefunden (Kapitel II.3 Notation). Diese be-

sitzen Energien unterhalb ΔG = 32 kJ/mol. Die verschiedenen Kettenformationen

II.3. Strukturanalyse protonierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

130

ermöglichen die Ausbildung von H-Bindungen (Wasserstoffbrücken) verschiedener

Ribityl–OH Gruppen mit dem N1 Proton.

Abbildung II.3.5. links) IRMPD Spektrum von H+RF (a) verglichen mit berechneten linearen

IR Spektren von acht rechnerisch gefundenen stabilen Isomeren (b-i). Die linearen IR

Spektren sind dabei energetisch von b nach i geordnet, wobei H+RF-1β@N1 das stabilste

Isomer ist (b). rechts) Die H+RF Strukturen und deren, im Vergleich zum stabilsten Isomer

angegebenen, relativen Gibbs-Energien in kJ/mol. Die theoretisch ermittelten Strichspektren

sind mit einem Skalierungsfaktor von 0,965 skaliert und mit einer Gaußfunktion mit

Halbwertbreite von 20 cm-1 gefaltet.

Das energetisch stabilste Isomer ist H+RF-1β@N1. Die intramolekulare Wasser-

stoffbrücke erfolgt hier zwischen N1-H und dem Sauerstoff der Cβ−O(H) Gruppe.

Durch Drehung der gesamten Seitenkette um die N10-Cα-Achse um 180° gelangt

man zum energetisch um 7,0 kJ/mol nächst höher gelegenen Isomer H+RF-2γ@N1.

Die stabilisierende Wasserstoffbrücke wird hier jedoch zwischen N1-H und

Cγ−O(H) gebildet. Das hierzu korrespondierende Isomer vom Typ 1 H+RF-1γ@N1

liegt energetisch um 5,8 kJ/mol höher. Die beiden nächsten in der Energiereihenfol-

ge gefundenen Konformere H+RF-1δ@N1 und H+RF-2δ@N1 sind N1 protonierte

II.3.3 Protoniertes Riboflavin

131

Isomere vom Typ 1 und 2. Zwischen diesen beiden Konformationen liegt ein Ener-

gieunterschied von nur 0,1 kJ/mol. Beim fünften gefundenen Konformer H+RF-

2ϵ@N1 vom Typ 2 bindet, wie durch die Notation bereits dargelegt, N1-H über eine

Wasserstoffbrücke mit dem Sauerstoff von Cε−O(H). Das energetisch niedrigste

Isomer H+RF-2@O2+ mit O2 als Protonierungsstelle besitzt eine Energie von

G = 25,1 kJ/mol und bildet keine H-Brücke mit dem Chromophor aus. Obwohl ein-

zelne N1 protonierte Konformere energetisch sehr nahe beieinanderliegen, werden

sie durch recht starke interne Rotationsbarrieren voneinander getrennt. Diese Barri-

eren haben ihren Ursprung im Aufbrechen bestehender Wasserstoffbrücken und

liegen energetisch in der Größenordnung von 100 kJ/mol. Die berechnete Barriere

zwischen H+RF-1β@N1 und H+RF-2δ@N1 von 103 kJ/mol untermauert diese Aus-

sage. Durch diese großen Barrieren ist eine intramolekulare Umwandlung dieser

Isomere bei Raumtemperatur nicht möglich. In der Lösung kann die Solvatisierung

jedoch zu einer möglichen Absenkung der relativen Energien sowie der Isomerisie-

rungsbarrieren führen, was intramolekulare Umwandlungen wahrscheinlicher

macht.

Wie auch schon bei H+LC und H+LF, werden die berechneten IR Spektren für H+RF

mit den hierfür experimentell erworbenen IRMPD Spektren verglichen (Abbildung

II.3.5). Alle hier aufgezeigten N1 protonierten Isomere liefern sehr ähnliche Spek-

tren, jedoch unterscheiden sich diese deutlich vom O2+ protonierten Isomer. Im

Allgemeinen stimmen alle Spektren der berechneten N1 Isomere mit dem gemes-

senen IRMPD Spektrum überein. In letzterem sind deutlich zwei als C=O Streck-

schwingungen identifizierte Banden (A und B) mit annähernd gleicher Intensität

auszumachen. Durch die Erfahrungen mit H+LC und H+LF kann hierdurch der

Nachweis des O2+ Isomers im Experiment nicht erbracht werden, da sonst nur eine

der beiden Banden auftreten würde. Die Auflösung des experimentellen Spektrums

lässt leider keine genaue Aussage über den Abstand der beiden C=O Streck-

schwingungen und anderer Linien zu. Dies wäre für eine eindeutige Zuordnung der

verschiedenen N1-Konformere notwendig, die sich nur leicht in den Intensitäten und

Bandenabständen voneinander unterscheiden. Die Isomere, deren berechnete line-

are IR Spektren am besten mit dem IRMPD Spektrum übereinstimmen, sind die

beiden energetisch niedrigsten H+RF-1β@N1 und H+RF-2γ@N1. Andere Konforma-

tionen befinden sich unterhalb der Auflösungsgrenze. Auch wenn die thermische

Energie bei Raumtemperatur nicht ausreichend ist, um die Isomere ineinander zu

überführen, so kann doch der ESI-Prozess zur Erklärung auch höherenergetischer

Konformere herangezogen werden. Denn in der ESI-Quelle liegen die Ionen zu-

nächst gelöst und unter dem Einfluss extremer elektrischer Felder und hoher La-

II.3. Strukturanalyse protonierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

132

dungsdichten vor, was zum Absenken gewisser Energien und Barrieren führen

könnte. Liegen die Ionen während dieser Bedingungen in einer energetisch höheren

Konformation vor, so können die hohen Barrieren eine nachträgliche Umwandlung

in ein energetisch günstigeres Konformer während des ESI-Prozesses unwahr-

scheinlicher machen. Eine Liste aller Bandenpositionen des IRMPD Spektrums von

H+RF und deren Schwingungszuordnung zu H+RF-1β@N1 lässt sich in Tabelle B-4

finden.

3.4 Protoniertes Flavinmononukleotid

Die nächst höhere und auch letzte Stufe in der Komplexität der hier untersuchten

protonierten Flavine bildet das H+FMN mit m/z 457. Durch IRMPD erfolgt eine kom-

plexe Fragmentation der Seitenkette, wohingegen die Dissoziation des Chromo-

phors nicht beobachtet wird. Die Hauptfragmente m/z 421, 359 und 341 entspre-

chen dem formalen Verlust von zwei H2O Molekülen, H3PO4 (Phosphorsäure) und

H2O+H3PO4. Der Verlust von H2O und H3PO4 wurde bereits in einer anderen Studie

durch kollisionsinduzierte Dissoziation nachgewiesen, wohingegen die Fragmentie-

rung in H+LC hier nur bei einer Anregungswellenlänge von 435 nm durch VISPD

auftauchte.164 Dies lässt die Vermutung zu, dass die Dissoziationsdynamiken im

elektronischen Grundzustand nach dem Energieeintrag durch Kollision ähnlich ver-

läuft wie bei der IRMPD.

Das in Abbildung II.3.6.a dargestellte IRMPD Spektrum zeigt intensive Banden mit

Maxima bei 1780 (A/B), 1590 (C), 1540 (D), 1260 (F) und 1220 cm-1 (G) und etwas

weniger intensive Strukturen bei 1340 (E), 1160 (I), 1020 (J) und 930 cm-1 (K). Wie

auch schon zuvor führen die Ergebnisse aus den weniger komplexen Flavinstruktu-

ren zur Vorauswahl gewisser Bindungsstellen. In diesem Fall werden die Möglich-

keiten auf die Protonierungsstellen N1 und O2 beschränkt. Denn durch die zusätzli-

che Phosphatgruppe erhöht sich die Anzahl möglicher energetisch niedriger Kon-

formere erheblich. Tatsächlich können für diese beiden Protonierungsstellen bereits

12 verschiedene Konformere bis zu einer Energie von G = 25 kJ/mol gefunden

werden. Fünf davon bilden Isomere mit Protonierung an N1 und sieben an O2 wo-

bei nur drei vom Konformer Typ 1 sind (Kapitel II.3 Notation).

II.3.4 Protoniertes Flavinmononukleotid

133

Abbildung II.3.6. links) zeigt das gemessene IRMPD Spektrum von H+FMN (a) verglichen

mit den berechneten linearen IR Spektren für sechs gefundene stabile Isomere (b-g). Die

theoretischen Spektren sind dabei energetisch von b nach g geordnet, wobei H+FMN

1PO-1@O2+ das stabilste Isomer ist (b). Die errechneten Strichspektren werden mit einem

Skalierungsfaktor von 0,965 skaliert und mit einer Gaußfunktion mit Halbwertsbreite von

20 cm-1 gefaltet. rechts.) Die H+FMN Strukturen und der relativen Gibbs-Energien sind in

kJ/mol.

Das hier gefundene Isomer mit der niedrigsten Energie ist das an der O2 Stelle pro-

tonierte H+FMN-1PO-1@O2+, welches durch drei Wasserstoffbrücken stabilisiert

wird. Die P=O Gruppe der Seitenkette bindet hier als H-Akzeptor simultan an die

O2-H und Cγ−OH Gruppen. Gleichzeitig wird eine dritte H-Brücke durch die OH-

Gruppen von Cβ und Cδ geformt. Auch die nächsten vier energetisch höheren

H+FMN Isomere sind O2+ protoniert, bei denen zusätzliche H-Bindungen zwischen

dem Sauerstoff der Phosphatgruppe und dem O2-H-Proton gebildet werden

(P=O···H). Das energetisch nächstgelegene Isomer ist das H+FMN-2PO-2@O2+

vom Typ 2. Hier liegt die P=O Gruppe in der molekularen Ebene der aromatischen

Ringe und interagiert mit dem Proton des O2-Atoms, wodurch die Kette und somit

die gesamte Struktur stabilisiert wird. Diese Anordnung liegt nur 0,2 kJ/mol oberhalb

des stabilsten Isomers. Da sich solch eine geringe Energiedifferenz innerhalb der

Fehlergrenzen der Berechnungen befindet,199 ist eine genaue Bestimmung der

energetische Reihenfolge nicht mit Sicherheit durchführbar.

II.3. Strukturanalyse protonierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

134

Bei einer relativen Energie von 5,2 kJ/mol liegt das H+FMN-2PO-1@O2+ Isomer.

Die geringere Bindungsenergie könnte in diesem Fall durch das Fehlen der

CβOH···OCγ, sowie weiterer stabilisierender H-Bindungen innerhalb der Seitenkette

erklärt werden, die bei Typ 2 Konformeren nicht so stark ausgeprägt sind. Energe-

tisch unwesentlich höher (0,3 kJ/mol) findet sich das 1PO-2@O2+ Isomer. Vermut-

lich liegt die leicht höhere Energie an der fehlenden CδOH···PO Wasserstoffbrücke

im Vergleich zur zuvor genannten Struktur. Das energetisch nächst höhere gefun-

dene Isomer ist 2PO-3@O2+ mit einer Energie von G = 10,4 kJ/mol. Hier richtet

sich der Sauerstoff des Cε-O-P-Abschnittes in Richtung des Chromophors aus. Die

Energiedifferenz zum energetisch nächst tieferen Konformerpaar ist hier 5 kJ/mol,

was in etwa dem gleichen Wert entspricht, der auch zwischen den beiden energe-

tisch niedrigsten und den beiden nächst höheren Isomeren vorkommt.

Das stabilste N1-protonierte Isomer ist 1δ@N1. Es liegt mit 13,4 kJ/mol oberhalb

der stabilsten H+FMN-Struktur. In dieser Anordnung interagiert die OH-Gruppe am

Cδ mit dem N1 Proton mit zusätzlich stabilisierender H-Bindung zu einer P-OH

Gruppe. Das zweitstabilste Isomer mit N1-Protonierung ist 2δ@N1 mit einer Energie

von G = 18,6 kJ/mol. Dieses ist durch eine CδO(H)···HN1 und eine C2=O···H-O-P

Bindung charakterisiert. Alle gefundenen Isomere sind in Abbildung B.5 und die

dazugehörigen H-Bindungslängen der einzelnen Konformere in Tabelle B-5 im An-

hang dargestellt.

In Abbildung II.3.6. wird der Vergleich der aus den Rechnungen stammenden linea-

ren IR Spektren mit dem experimentell gewonnenen IRMPD Spektrum durchge-

führt. Der Übersicht halber erfolgt dieser nur mit den fünf stabilsten O2+ und dem

stabilsten N1-Isomer. Eine gute Übereinstimmung der gerechneten Spektren mit

dem IRMPD Spektrum ergibt sich für alle fünf O2+ Isomere im Bereich zwischen

1500 und 1850 cm-1, mit Ausnahme der eindeutig sichtbaren Schulter bei 1750 cm-1

(A/B). Bei O2+ Isomeren fehlt, den Berechnungen zu folge, die C2=O Schwingung

komplett, während die C4=O Schwingung an deren Stelle (1770 cm-1) erscheint. Die

zu beobachtende Schulter deutet darauf hin, dass nicht nur Isomere mit

O2+Protonierung vermessen werden, sondern auch Beiträge möglicher anderer

Isomere. Um weiter ins Detail zu gehen, werden die Spektren der fünf stabilsten

Isomere genauer mit dem IRMPD Spektrum verglichen. Dieses stimmt akzeptabel

mit dem des stabilsten gefundenen Isomers 1-PO-1@O2+ überein, bis auf eine

Abweichung von -40 cm-1 zwischen dem berechneten und dem an der Stelle bei

1160 cm-1 (H) gemessenen Peak. Diese Bande entspricht der P=O Streckschwin-

gung, welche empfindlich auf Strukturänderungen und H-Bindungen reagiert. Hier-

durch kann diese als Marker für gewisse Konformationen der Seitenketten genutzt

II.3.4 Protoniertes Flavinmononukleotid

135

werden. Beim energetisch ähnlichen Isomer 2-PO-2@O2+ schiebt diese P=O

Streckschwingung auf 1175 cm-1, wodurch sie gegenüber der entsprechenden

IRMPD Bande H um 15 cm-1 blau verschoben ist. Die tieffrequenten Bereiche sind

leicht rotverschoben, die Hauptbanden jedoch in guter Übereinstimmung mit dem

IRMPD Spektrum. Bei den energetisch höher liegenden Isomeren setzt sich dieser

Trend fort. Die Positionen der dominanten Peaks zwischen 1500 und 1850 cm-1

bleiben für alle Isomere innerhalb von 15 cm-1 erhalten. Nur die Position der P=O

Schwingungen verschieben sich von 1140 cm-1 zum Blauen hin, beginnend vom

2PO-1@O2+ Isomer. Die breite Bande G im gemessenen Spektrum könnte somit

als eine Überlagerung aller dieser Isomere gedeutet werden. Die Auflösung des

IRMPD Spektrums lässt aber keine genauere Aussage zu.

Das stabilste gefundene N1-protonierte Isomer besitzt ein vollkommen anderes IR

Spektrum als die O2+ protonierten Isomere. Jedoch gibt es auch hier recht gute

Übereinstimmungen im Bereich der C2=O bzw. C4=O Streckschwingungen (A/B)

um 1750 cm-1 sowie im Bereich zwischen 1200 und 1300 cm-1 (G). Der isolierte

Übergang bei 1580 cm-1 korrespondiert mit Bande C, ist diesem gegenüber jedoch

leicht rot verschoben. Auch andere Peaks lassen sich auf diese Weise zuordnen,

wobei dies jedoch keineswegs eindeutig ist. Aus diesem Grund kann angenommen

werden, dass FMN mit hoher Wahrscheinlichkeit an O2+ protoniert. Durch die ge-

ringe Auflösung des gemessenen IRMPD Spektrums und die mögliche Vielzahl

energetisch tiefliegender Isomere, ist es hier jedoch nicht möglich, dem gemesse-

nen Spektrum eindeutig ein oder mehrere O2+ Isomere zuzuordnen. Nimmt man

zusätzlich die Eigenschaften der IRMPD Spektroskopie zu Grunde (IRMPD inaktive

Banden, Rotverschiebung der Spektren etc. (Kapitel II.2.1)) und gleichzeitig die

durch den ESI-Prozess aus der Flüssigphase heraus erzeugte Ionisierung, ist es

möglich, dass alle hier berechneten Isomere einen Beitrag zum resultierenden

IRMPD Spektrum leisten können. Die Strukturen aller berechneten H+FMN-Isomere

mit den entsprechenden relativen Gibbs-Energien sind in Abbildung B.5 im Anhang

zu finden. Bindungslängen der Wasserstoffbrücken dieser Isomere finden sich in

Tabelle B-5 und die Bandenzuordnung der IRMPD Spektren in Tabelle B-4.

II.3. Strukturanalyse protonierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

136

3.5 Einfluss der Protonierung auf die Struktur und La-

dungsverteilung

Dieser Abschnitt befasst sich mit dem Einfluss der Protonierung auf die Eigenschaf-

ten der beiden C=O Gruppen der Flavine. Denn wie bereits in den Auswertungen

zuvor beschrieben, kann eine Protonierung zu starken spektralen Verschiebungen

der C=O und anderer Vibrationsbanden führen. Die Analyse erfolgt in diesem Ab-

schnitt ausschließlich anhand theoretisch ermittelter Werte. In Tabelle II.3-1 sind

alle berechneten Werte für die C=O Bindungslängen RC2=O und RC4=O und der ent-

sprechenden C=O Streckfrequenzen νC2=O und νC4=O der neutralen Flavine sowie

der zugehörigen stabilsten protonierten Isomere zu finden. Weil die stabilsten ge-

fundenen neutralen RF und FMN Konformere vom Typ 2 sind, werden auch nur die

hierzu korrespondierenden Isomere H+RF-2γ@N1 bzw. H+FMN-2PO-2@O2+ sowie

H+FMN2δ@N1 berücksichtigt. Der Vergleich der IR Spektren der neutralen mit den

zugehörigen protonierten Flavinen findet sich in Abbildung B.6 im Anhang.

Das Hinzufügen eines Protons an die N5 Position von LC führt zu einer Verlänge-

rung der benachbarten C4a-N5 und zu einer Kontraktion der C4-C4a-Bindung um

jeweils nur rund 1,5 pm. Dies resultiert in einer sehr schwachen Streckung der

C4=O-Bindung, die sich wiederum in einer schwachen Rotverschiebung von

ΔνC4=O = -9 cm-1 zeigt. Durch diese Verzerrungen innerhalb des Flavinmoleküls wird

auch die N3-C2 Bindungsstärke reduziert, was wiederum die C2=O Bindungslänge

um ca. 1,2 pm verkürzt. Diese Abnahme wiederum hat eine Verstärkung der Bin-

dung zur Folge, die sich in einer Blauverschiebung von ΔνC4=O = 33 cm-1 der proto-

nierten gegenüber der neutralen Form zeigt. Durch die Protonierung bleibt die Fla-

vinstruktur planar.

Die Planarität ist auch bei der Protonierung von LF an den Stellen O2+ und N1 wei-

terhin gegeben. Die Anlagerung eines Protons an O2+ führt zu einer drastischen

Verlängerung dieser C2=O Bindung um mehr als 10 pm. Dadurch verliert diese,

durch Formung einer Einfachbindung der Form C-OH, den Charakter einer C=O

Gruppe, wodurch die C2=O Streckschwingung im gemessenen IRMPD Spektrum

des H+LF@O2+ Isomers nicht mehr auftaucht (Abbildung II.3.4.). Durch die Anlage-

rung an die N1-Stelle kommt es auch zu einer starken Blauverschiebung von

ΔνC2=O = 71 cm-1, bedingt durch die Schwächung der N1-C2-Bindung. Dies führt

wiederum zu einer Verkürzung um ΔRC2=O = 1,3 pm. Die C4=O-Bindung wird hier

nur leicht gestört (ΔRC4=O = 1,3 pm), verschiebt in Bezug auf das neutrale Flavin

jedoch immer noch um ΔνC4=O = 32 cm-1 ins Blaue.

II.3.5 Einfluss der Protonierung auf die Struktur und Ladungsverteilung

137

Tabelle II.3-1. Einfluss der Protonierung auf die Eigenschaften der C=O Bindungen im Ver-

gleich zum jeweils neutralen Flavin. Aufgezeigt sind die Abstände RC2=O und RC4=O und deren

entsprechende Streckfrequenzen 𝜈𝐶2=𝑂 und 𝜈𝐶4=𝑂. Diese Frequenzen sind mit einem Ska-

lierungsfaktor von 0,965 versehen. Zusätzlich werden die Protonenaffinitäten (PA) der be-

rechneten Isomere angegeben.

RC2=O

νC2=O

cm-1

RC4=O

νC4=O

cm-1

kJ/mol

121,4

1766

121,2

1748

H+LC@N5

120,2

1799

121,6

1739

935

121,6

1731

121,5

1743

H+LF@O2+

131,9

120,3

1782

974

H+LF@N1

120,3

1802

120,4

1775

961

RF-1𝛃

121,6

1730

121,6

1739

H+RF-1β@N1

120,5

1791

120,5

1770

1007

RF-2 𝛄

121,7

1726

121,5

1743

H+RF-2γ@N1

120,7

1789

120,5

1770

997

FMN-2P

123,5

1663

121,5

1748

H+FMN:

2PO-2@O2+

130,0

120,5

1774

1011

2δ@N1

122,5

1730

120,4

1778

994

Auch beim RF bleibt die näherungsweise planare Beschaffenheit des Isoalloxazin-

Chromophors im neutralen RF-2γ Isomer nach Protonierung an N1 bestehen. Dies

führt zur Ausbildung des RF-2γ@N1 Isomers. Wie schon bei LF zu beobachten,

führt dies zu einer Reduzierung beider C=O-Bindungslängen um 1,1 pm, wodurch

es zu ausgeprägten Blauverschiebungen dieser Übergänge im Vergleich zum neut-

ralen RF kommt (Anhang Abbildung B.6). Diese Verschiebungen sind jedoch nicht

so stark ausgeprägt wie im Falle von LF, was nur an der Ribitylkette liegen kann.

Dieser Einfluss wird hauptsächlich durch die zusätzliche H-Bindung des N1 Protons

mit dem Sauerstoff der Cα-O(H) hervorgerufen, welche die Wirkung der N1-H Bin-

dung im Vergleich zum LF teilweise aufhebt. Dass diese H-Bindung auch einen Ein-

fluss auf die C=O Streckschwingungen hat, zeigt sich beim Vergleich von H+RF-

1β@N1 mit H+RF-2γ@N1. Nur durch Drehung der Seitenkette und einer dadurch

anderen Ausrichtung der weiter oben besprochenen H-Bindung kommt es zu einer

(sehr) kleinen Verschiebung der Frequenzen von C2=O = 2 cm-1 und

C4=O = 1 cm-1.

Beim FMN ist der Chromophor auch planar nach Protonierung an der O2+ Stelle.

Im Gegensatz zu allen anderen bisher betrachteten Flavinen hat das neutrale

FMN-2P Isomer zwei verschieden lange C=O Bindungen. Die C2=O Bindungslänge

II.3. Strukturanalyse protonierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

138

ist hier ungewöhnlich lang (123,5 pm) im Vergleich zu LC, LF und RF-2γ, bei denen

diese Länge nur leicht zwischen 121,4 und 121,7 pm variiert. Hervorgerufen wird

diese Längenverschiebung durch das Vorhandensein einer zusätzlichen H-Bindung

der Phosphatgruppe mit C2=O. Durch die O2+ Protonierung ändert sich die C2=O

Bindungslänge stark (um 6 pm), was wie bei LF@O2+ zu einem Verschwinden der

hier zugehörigen Bande im Spektrum führt. Die Längenänderung selbst ist jedoch

nicht ganz so stark ausgeprägt wie beim Lumiflavin. Die O2+ Protonierung führt

auch zu einer Blauverschiebung von ΔνC4=O = 26 cm-1

Abbildung II.3.7. Zusammenhang zwischen den C=O Streckfrequenzen 𝜈𝐶2=𝑂 (Drei-

eck), 𝜈𝐶4=𝑂 (Kreis) und den C=O Bindungslängen RC2=O und RC4=O für sechs neutrale

(gefüllt) und 13 protonierte Isomere von LC, LF, RF und FMN (ungefüllt), wobei ver-

schiedene Konformere mitenthalten sind. Für das neutrale LC verschiebt sich 𝜈𝐶2=𝑂 hin

zu Werten, die für N1-protonierte Flavine typisch sind. Die Werte für die stabilsten und

N1-protonierte Isomere sind in Tabelle II.3-1 aufgelistet. Die Kurve 𝜈𝐶=𝑂(RC=O) ist das

Resultat des Fits: 𝜈𝐶2=𝑂(RC=O) =((−36±2)RC2=O+(5641±272))𝑐𝑚−1 für neutrale,

𝜈𝐶2=𝑂(RC2=O) = ((−32±2)RC=O+ (6081±127))𝑐𝑚−1 ergibt sich für die H+FL und

𝜈𝐶4=𝑂(RC4=O) = ((−30±1)RC=O+(5338±120))𝑐𝑚−1 für FL und H+FL.

Durch Protonierung an N1 kommt es zu einer starken Blauverschiebung der C2=O

Schwingung um ΔνC2=O = 67 cm-1, was einer Bindungslängenreduktion von ca.

1 pm entspricht. Die C4=O Bindung verkürzt sich durch diese Protonierung um

1,1 pm was sich in der Frequenzerhöhung von ΔνC4=O = 30 cm-1 bemerkbar macht.

Um eine Korrelation zwischen den einzelnen C=O Bindungslängen und den zuge-

hörigen Vibrationsfrequenzen zu ziehen, sind alle berechneten Werte für νC=O als

Funktion der Bindungslängen RC=O in Abbildung II.3.7 dargestellt. Dies geschieht

II.3.5 Einfluss der Protonierung auf die Struktur und Ladungsverteilung

139

hier sowohl für die neutralen Flavine als auch für die stabilsten experimentell beo-

bachteten H+FL und zusätzlich für alle N1-protonierten Isomere H+FL@N1 (Tabelle

II.3-1). Weil die Protonierung bei LF sowie bei FMN-2P an der O2+ Stelle bevorzugt

ist, sind für die entsprechenden C2=O Vibrationen keine Werte verfügbar. Alle zuei-

nander gehörenden Daten werden anschließend linear in der Form νC=O(RC=O)=

bc=ORc=O+ac=O gefittet. Hierbei spiegelt der Anstieg bc=O die Frequenzverschie-

bung in cm-1 pro 1 pm Bindungslänge wieder.

Betrachtet man Abbildung II.3.7 genauer, stellt man fest, dass alle Werte für die

C4=O Streckschwingungen (Kreise), sowohl für die neutralen Flavine (FL) als auch

für die protonierten Flavine (H+FL), auf einer Geraden liegen. Die Steigung dieser

Kurve lässt sich aus dem Fit ermitteln und beträgt in diesem Fall

bC4=O = (30±2) cm-1 pm-1. Für die C2=O Schwingungen beobachtet man ein ande-

res Verhalten und zwar die Separierung beider Kurven welche H+FL und FL be-

schreiben. Die Trennung führt auch zu einer unterschiedlichen Steigung der beiden

Kurven mit (36±2) cm-1 pm-1 bzw. (–32±2) cm-1 pm-1.

Für eine gegebene Bindungslänge RC=O beobachtet man bei den FL eine Aufspal-

tung zwischen den C2=O und C4=O Streckfrequenzen Δνs,th in der Größenordnung

von 10 cm-1, die sich bei H+FL auf ca. 25 cm-1 erhöht. Eine mögliche Erklärung für

die unterschiedlichen Anstiege bC4=O bzw. Verschiebungen aC4=O der Kurven für FL

im Vergleich zu H+FL ist, dass beide C=O Streckmoden nicht vollständig lokalisiert

sind, sondern mit anderen Atomen des Ringes wechselwirken. Hierdurch bewirkt

die Protonierung an der N1-Position nicht nur eine isolierte Stauchung/Streckung

der C=O Bindung, sondern beeinflusst zusätzlich die gekoppelte Schwingung. In

neutralen Flavinen koppeln die C2=O und die C4=O Schwingungen mit den Defor-

mationsmoden der N3-H Verbindung. Durch die N1-Protonierung verändert sich

diese Kopplung nicht merklich für die C4=O Schwingung, wodurch hier der lineare

Zusammenhang für FL und H+FL erhalten bleibt. Nach N1 Protonierung koppelt die

C2=O Mode jedoch neben der N3-H- auch an die N1-H Deformationsmoden. Dies

verursacht sowohl die große C2=O Blauverschiebung als auch den Sprung der Ge-

raden νC=O(RC=O) zwischen FL und H+FL.

Eine weitere Eigenschaft, die sich aus der Analyse der Protonierung ergibt und die

gleichzeitig eine fundamentale chemische Eigenschaft eines Moleküls darstellt, ist

die Protonenaffinität (PA). Mit deren Hilfe wird es möglich, Säure-Base-Reaktionen

zu bewerten. Die PA kann durch die errechnete Energiedifferenz des protonierten

und neutralen Isomers bestimmt werden. Für die Auswertung ist nur von Belang,

wie sich die PA mit der Flavingröße ändert. Aus diesem Grunde reicht es, die Diffe-

II.3. Strukturanalyse protonierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

140

renzen der durch die Nullpunktsenergie korrigierten Gesamtenergien bei 0 K zu

nehmen. Dabei wurden die Translationsenergie des freien Protons sowie die Tem-

peraturabhängigkeit der Enthalpie der korrespondierenden Moleküle und Ionen

nicht berücksichtigt.

Die berechneten PA Werte sind in Tabelle II.3-1 gelistet. Wie zu erwarten, hängt die

PA nicht nur vom ausgehenden neutralen Isomer ab, sondern auch von der finalen

Protonierungsstelle. Für die jeweils energetisch niedrigsten Isomere steigt die PA

eigenen Berechnungen zufolge mit der Molekülgröße in der Reihenfolge LC < LF

< RF < FMN mit PA = 935, 974, 1007und 1011 kJ/mol. In früheren theoretischen

Studien, in denen LF als Modellsystem für Flavine eingesetzt wurde, konnte die

Protonenaffinität von LF bereits ermittelt werden.39 Die hier gemachten Ergebnisse

hängen dabei stark von der Wahl der Methode und des Basissatzes ab. So errech-

neten Meyer et al.155,155 mit HF/6-31G* für das H+LF@O2+ Isomer PA = 989 kJ/mol

und mit Hilfe des etwas höheren Basissatzes 6-31G** eine PA = 1008 kJ/mol. Erst

mit MP2/6-31G* Kalkulationen konnte ein ähnlicher Wert von PA = 971,5 kJ/mol für

das O2+ Isomer bestimmt werden, wie unsererseits ermittelt. Kürzlich wurde die PA

für LF experimentell untersucht und mit B3LYP/6-31G* berechnet.39 Der sich hier

ergebende experimentelle Wert von PA(LF-Mess) = (951,0±8,4) kJ/mol stimmt mit dem

berechneten Wert von PA(LF-Kalk) = 946,8 kJ/mol besser überein als mit unserem

Wert von 973 kJ/mol. Letzterer ist aufgrund der größeren Stabilisierung des O2+

Tautomers im Vergleich zum N1 Tautomer signifikant höher und kann dadurch nicht

mit dem von Zhang et al.39 ermittelten Wert verglichen werden. Die höchsten Proto-

nierungsenergien besitzen RF und FMN, welche sich sehr ähneln. Durch die Proto-

nierung scheint FMN in der Gasphase zur Tautomerisation zu neigen, weswegen

RF als einziges die N1 Protonierung im isolierten Zustand behält.

NBO Berechnungen zeigen, dass die PA ansteigt, wenn die Höhe der partiellen

Ladung, die sich um das Proton lokalisiert, ebenfalls ansteigt, wobei sich der Rest

der Protonladung über die Seitenkette und dem Chromophor verteilt. Was zu die-

sem Zusammenhang führt ist jedoch nicht offensichtlich. Die errechneten Unter-

schiede in der Ladungsverteilung nach der Protonierung von Flavinmolekülen of-

fenbaren folgende Zusammenhänge: Mit größer werdendem Substituenten R erhöht

sich die Ladungsdichte um die Protonierungsstelle nur leicht, gleichzeitig wächst

diese um R sehr stark an und vermindert sich im gleichen Maße auf dem Chromo-

phor (Abbildung B.7.).

II.3.6 Zusammenfassung

141

3.6 Zusammenfassung

In Kapitel II.3 erfolgte die Analyse von IRMPD Spektren von H+FL mit FL = LC, LF,

RF und FMN in der Gasphase. Die Ionen werden mittels ESI-Quelle generiert, in

einer FT-ICR Falle gefangen und mit der IR Strahlung des Freie-Elektronen-Lasers

FELIX im Fingerabdruckbereich (600 - 1850 cm-1) bestrahlt. Durch den Vergleich

der hier gewonnenen IRMPD mit quantenchemisch berechneten linearen IR Spek-

tren für verschiedenste H+FL Isomere kann die bevorzugte Protonierungsstelle iden-

tifiziert werden. Gleichzeitig liefern diese Berechnungen auch die entsprechenden

Geometrien, sowie die Bindungsenergien und Vibrationsstrukturen jedes individuel-

len Flavins. Für LC und LF werden auf diese Weise Isomere mit Protonierungsstel-

len an N1, N3, N5, O2 und O4 inklusive aller Tautomere systematisch untersucht.

Durch das, aufgrund der Seitenketten, rapide Ansteigen der Tautomerisierungsmög-

lichkeiten werden für RF und FMN nur eine begrenzte Anzahl von O2+ und N1-

Isomeren berücksichtigt. Die entscheidenden Ergebnisse dieser Analyse sind zum

einen, dass alle gemessenen Flavine unterschiedliche Protonierungsstellen in der

Gasphase bevorzugen, zum anderen das in allen Fällen die energetisch niedrigsten

berechneten Isomere in den IRMPD Spektren identifiziert werden können.

Das energetisch stabilste Isomer für LC ist H+LC@N5 und für LF das H+LF@O2+.

Die hierzu entsprechenden IR Spektren stimmen gut mit den gemessenen IRMPD

Spektren überein. Auch die hier ermittelte Frequenzaufspaltung νC2=O−νC4=O bzw.

das Intensitätsverhältnis der beiden C=O Streckschwingungen werden durch die

Rechnungen gut reproduziert. Die beim H+LF@O2+ beobachtete Abwesenheit der

C2=O Mode, die Intensität der C4=O Mode sowie die starke Erhöhung der Ring-

Streck-Schwingungen gegenüber H+LC kann klar im Experiment beobachtet wer-

den. Für H+RF werden zwei N1-protonierte Konformere mit annähernd gleicher

Energie als stabilste Strukturen gefunden, für die auch die berechneten Spektren

gut mit dem Experiment übereinstimmen. Die Form und die Intensitäten der nicht

aufgelösten C=O Streckregion lassen den Schluss zu, dass es sich bei dem ge-

messenen H+RF Signal um N1-protonierte Isomere handelt. Doch eine exakte

Strukturangabe, die auch die Seitenkettenanordnung berücksichtigt, ist aufgrund

der limitierten spektralen Auflösung hier nicht möglich. Für H+FMN ist die

O2+Protonierungsstelle favorisiert. Die sich hieraus ergebenden Konformere liegen

jedoch energetisch sehr nahe dem N1-Isomer. Beide Strukturen werden jeweils

durch die Seitenkette mittels intermolekularer H-Bindungen mit der Phosphatgruppe

stabilisiert.

II.3. Strukturanalyse protonierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

142

Im Fall von H+FMN ist die Übereinstimmung des IRMPD Spektrums mit dem be-

rechneten IR Spektren nicht mehr ausreichend, um eine eindeutige Identifizierung

der Protonierungsstellen durchzuführen. Jedoch deutet die Peakform der C=O Ban-

de sowie die hohe Intensität der Ringmoden darauf hin, dass zwei Protonierungs-

isomere (O2+ und N1), in verschiedenen Konformationen vermessen werden.

Durch die theoretische Analyse an neutralen und protonierten Flavinen lässt sich

schließen, dass die beiden C=O Schwingungen bzw. deren Frequenzverschiebun-

gen sehr sensitiv auf elektronische Veränderungen im Chromophor sowie der in-

tramolekularen H-Bindungen reagieren. Dabei können mit Hilfe der C=O Frequen-

zen auch Rückschlüsse über die Protonierungsstelle im Flavin getroffen werden. Im

neutralen Zustand sind diese Streckfrequenzen üblicherweise im Bereich zwischen

1720 und 1750 cm-1 zu finden, wobei hier die C2=O Schwingung bei niedrigeren

Frequenzen als die der C4=O Bindung erscheint. Im N1-protonierten Zustand

schiebt dieser Bereich jedoch auf 1760 – 1810 cm-1, wobei hier die C2=O Schwin-

gung bei höheren Frequenzen erscheint.

Bei der N5-Protonierung, wie sie bei H+LC zum stabilsten Isomer führt, verändern

sich die C=O Frequenzen im Vergleich zu denen des neutralen LC nur wenig, wo-

hingegen eine Protonierung an O2+ im Allgemeinen eine Verschiebung der C4=O

Bande um ca. 40 cm-1 verursacht. Die C2=O Bande verschwindet und ist im letzten

Fall nicht mehr in der Messung zu identifizieren.

Um die Auflösung der experimentellen Spektren zu steigern, sollen in Zukunft IRPD

Spektren mit der Messenger Methode (Kapitel II.2.1) in der BerlinTrap aufgenom-

men werden. Durch die hier zur Verfügung stehenden Laser ist auch die Auswei-

tung des Spektralbereiches in die X-H Streckschwingungsbereich zwischen 2000

und 4000 cm-1 möglich, was zusätzliche Informationen liefern kann. Da die Flavine

Farbstoffe sind, ist auch die Vermessung der elektronischen Struktur mit Hilfe von

UV-VISPD von großem Interesse. Erste VISPD Spektren von H+LC konnten bereits

erfolgreich in der BerlinTrap aufgenommen werden und sind in Kapitel II.5.1 be-

schrieben.

143

4 Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mit-

tels IRMPD

In Kapitel II.3 wird die Protonierung der Flavine LC, LF, RF und FMN in der Gas-

phase nach der Generierung durch eine ESI Quelle behandelt. Mit derselben Me-

thodik werden in diesem Kapitel die Folgen der Metallierung von LC und LF analy-

siert, denn die vielfältigen Eigenschaften von Flavinen zeigen sich auch bei deren

Wechselwirkung mit Metallionen. So besitzen Flavine z. B. die Fähigkeit Fe(II) zu

photooxidieren bzw. Photoreduktionsreaktionen des Fe(III) zu katalysieren.200 Diese

Eigenschaften zeigen sich auch in der Biologie, wo einige Bakterien in der Lage

sind Redoxreaktionen von z. B. unlöslichen Eisen(III)oxidsalzen an verschiedenen

Elektroden zu katalysieren, wobei hier vorrangig RF eine entscheidende Rolle

spielt.201 Die Interaktion von (Alkali)-Metallionen mit Flavinen, die zusammen soge-

nannte Flavoquinonchelate bilden, kann hier als Benchmark dienen, um die hier

ablaufenden Prozesse auf molekularer Ebene verständlicher zu machen.

Die Komplexbildung mit Metallionen führt zu Veränderungen der elektronischen und

Redoxeigenschaften der Flavine, was zu Verschiebungen in deren Absorptions-

spektren führt. Optische Anregungen erfolgen bei den Flavinen hauptsächlich über

π→π∗ bzw. n→π∗ Übergänge.5 Im Allgemeinen binden Metallionen vorrangig am

aromatischen Chromophor über π-stacking und an den nukleophilen N oder O Zen-

tren via σ-Bindungen. Demzufolge verändern sie die elektronische Struktur der π∗

und der n-Orbitale, was wiederum drastische Änderungen in der Photochemie des

Flavinchromophors nach sich zieht. Wie bei der Protonierung, wurden fast alle bis-

herigen Studien zu metallierten Flavinen an gelösten Molekülen durchgeführt.200,202–

206 Auch hier spielen die Einflüsse des Lösungsmittels sowie der Gegenionen eine

signifikante Rolle, die bisher nicht vollständig verstanden sind. Deshalb sind spekt-

roskopische Untersuchungen an isolierten Flavinmolekülen und ihrer Aggregate

notwendig, um die strukturellen, elektronischen und chemischen Eigenschaften der

optisch wirksamen Spezies zu erhalten. Gleichzeitig können hierdurch die jeweils

individuellen Effekte von Solvatisierung und Metallierung voneinander entkoppelt

bewertet werden.

In den nun folgenden Kapiteln wird die Metallierung von LC und LF mit verschiede-

nen Alkalimetallionen (Li+, Na+, K+, Rb+ und Cs+) sowie ausgewählter Münzmetallio-

nen (Cu+, Ag+, Au+) und deren Einflüsse auf die Komplexstruktur studiert. Im Falle

des LC wird zusätzlich die Bildung des Mg2+LC2 Komplexes untersucht. Wie schon

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

144

bei den H+FL werden hierzu IRMPD Spektren mit quantenchemische Rechnungen

verglichen. Hier zeigt sich abermals, dass auch in diesem Fall die C=O Streck-

schwingungen als Indikator der Metallionenposition am FL dienen, wobei die hier

gezeigten Ergebnisse bereits veröffentlicht sind.165,166

Die in den Kapiteln II.4.1 und II.4.2 durchgeführten Untersuchungen von Mq+LCn

(q/n = 1, 2) werden durch die Analyse von M+LF Komplexen in den Kapiteln II.4.4

und II.4.5 erweitert. Hierdurch kann der Einfluss der zusätzlichen Methylgruppe an

der N10-Bindungsstelle sowie des fehlenden H-Atoms an der N1-Stelle auf die be-

vorzugte Position der Metallierung nachvollzogen werden. Die in diesem Kapitel

gewonnenen Informationen fließen bei der später folgenden Auswertung der elekt-

ronischen Struktur von M+LC (M = Li–Cs) in Kapitel II.5 mit ein.

4.1 Alkalimetallionen-Lumichrom-Komplexe

In diesem Abschnitt wird auf die Komplexierung von LC mit Alkalimetallionen (Li+–

Cs+) eingegangen und deren Auswirkung auf dessen Eigenschaften analysiert. Die

hierzu experimentell erzeugten, mit der Laserleistung (Abbildung C.1) normierten

IRMPD Spektren sind in Abbildung II.4.2 dargestellt, zuzüglich derer von H+LC dem

nachfolgend behandelten Ag+LC und Mg2+LC2.

Abbildung II.4.1. Strukturen der planaren O4+ (links) und O2 Isomere (rechts) von M+LC

dargestellt für M = Li. Die einzelnen Atome sowie die einzelnen Ringe sind nach dem

IUPAC-Standard nummeriert.

Bei allen hier aufgelisteten Mq+LCn Spektren sind drei dominante Banden (A-C) zwi-

schen 1500 und 1900 cm-1 sowie eine bis drei schwache Erhebungen unterhalb von

1500 cm-1 zu beobachten. Die drei dominanten Peaks sind als C=O Streckbanden

(A und B) sowie als kombinierte C-C/C-N Ringstreckschwingung (C) identifiziert. Die

Verschiebung dieser Banden bzw. deren Intensitätsänderungen bei Variation des

II.4.1 Alkalimetallionen-Lumichrom-Komplexe

145

bindenden Metallions macht die Identifizierung der entsprechenden Bindungspositi-

onen möglich, wie bereits für H+FL in Kapitel II.3 beschrieben. Die genauen Ban-

denpositionen sind in Tabelle II.4-1 gelistet. Die bei ca. 1799 cm-1 für Li+LC und

Na+LC mit nur einem Maximum lokalisierte Bande A spaltet für größere Ionen (K+–

Cs+) in einen Doppelpeak auf. Banden B und C können für Li+LC bei 1670 bzw.

1547 cm-1 beobachtet werden. Sie verschieben sich jedoch mit steigender Größe

der Alkalimetallionen ins Blaue.

Tabelle II.4-1. Positionen der Bandenmaxima (A–C), die in den IRMPD Spektren von

Mq+LCn beobachtet werden können. Die Zuordnungen der Schwingungen- und Isomere sind

ebenfalls mit angegeben.

Bandenposition

cm-1

Zuordnung (Isomer)

Li+LC

1799 (A)

νC2=O(O4+ Isomer) / νC4=O(O2 Isomer)

1670 (B)

νC4=O(O4+ Isomer) / νC2=O(O2 Isomer)

1547 (C)

νCN(O4+/O2+ Isomer)

Na+LC

1799 (A)

νC2=O(O4+ Isomer) / νC4=O(O2 Isomer)

1688 (B)

νC4=O(O4+ Isomer) / νC2=O(O2 Isomer)

1554 (C)

νCN(O4+/O2+ Isomer)

K+LC

1808 (A)

νC2=O(O4+ Isomer)

1789 (A)

νC4=O(O2 Isomer)

1698 (B)

νC4=O(O4+ Isomer) / νC2=O(O2 Isomer)

1561 (C)

νCN(O4+ /O2 Isomer)

Rb+LC

1804 (A)

νC2=O(O4+ Isomer)

1784 (A)

νC4=O(O2 Isomer)

1700 (B)

νC4=O(O4+ Isomer) / νC2=O(O2 Isomer)

1562 (C)

νCN(O4+ /O2 Isomer)

Cs+LC

1808 (A)

νC2=O(O4+ Isomer)

1789 (A)

νC4=O(O2 Isomer)

1700 (B)

νC4=O(O4+ Isomer) / νC2=O(O2 Isomer)

1565 (C)

νCN(O4+/O2 Isomer)

Ag+LC

1799 (A)

νC2=O(O4+ Isomer)

1665 (B)

νC4=O(O4+ Isomer)

1548 (c)

νCN(O4+ Isomer)

Mg2+LC2

1822 (A)

νC2=O(O4+ Isomer)

1636 (B)

νC4=O(O4+ Isomer)

1538 (C)

νCN(O4+ Isomer)

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

146

Um die im Experiment vorherrschenden Bindungsstellen zu identifizieren, wird mit-

tels DFT Rechnungen eine systematische Suche nach prinzipiell möglichen Bin-

dungspositionen durchgeführt. Für Li+LC ergeben sich hieraus fünf verschiedene

Isomere. Bei dreien geht das Li+ jeweils eine σ-Bindung mit den Atomen O4, O2 und

N10 ein. Bei den anderen bindet Li+ über π-Bindungen oberhalb des Benzen- (I)

bzw. Pyrimidinrings (III) an LC. Die errechneten freien Bindungsenergien reichen

dabei von 272 (O4+) über 204 (O2) und 133 (N10) zu 108 (I) und 75 kJ/mol (III)

(Abbildung C.3 im Anhang). Da zwischen dem stabilsten und dem drittstabilsten

Isomer bereits 139 kJ/mol liegen, werden im Folgenden nur die beiden Isomere

O4+ und O2 betrachtet (Abbildung II.4.1.), denn nur deren berechnete Spektren

stimmen mit den experimentellen überein (Abbildung C.3). Die Banden A und B, die

der freien und der gebundenen C=O Streckschwingungen zugewiesen werden kön-

nen, weisen durch ihre große Aufspaltung ebenfalls darauf hin, dass das Metallion

an eine dieser C=O Gruppen bindet. Dies ist wiederum ein klarer spektroskopischer

Hinweis auf die Beobachtung des O4+ und/oder O2 Isomers im Experiment.

Abbildung II.4.2. IRMPD Spektren von Mq+LCn im Fingerabdruckbereich (1100–1900 cm-1)

im Vergleich mit dem Spektrum von H+LC. Die Übergänge, die der freien (f) und

gebundenen (b) C=O Streckmoden (A, B) und der intensiven C–N/C–C-Steckmoden der

Ringe (C) sind durch gestrichelte Linien miteinander verbunden (Tabelle II.4-1). Die geringe

Intensität von Bande A im Mg2+LC2 Spektrum kann durch eine reduzierte Laserintensität in

diesem Bereich erklärt werden.

II.4.1 Alkalimetallionen-Lumichrom-Komplexe

147

Die für die O4+ und O2 Isomere errechneten Bindungs- bzw. Gibbs-Energien sind

in Tabelle II.4-2 aufgelistet. In Abbildung II.4.3 wiederum werden die IRMPD Spek-

tren jedes M+LC mit M = Li–Cs mit den theoretisch ermittelten linearen IR

Strichspektren der O2 (blau) und O4+ Isomere (rot) gegenübergestellt. Zum weite-

ren Vergleich sind zusätzlich die Spektren von H+LC und neutralem LC mit abgebil-

det. Die errechneten Frequenzen von LC, H+LC, Li+LC und Na+LC sind mit einem

Faktor von 0,964 skaliert, was die Bande A im IRMPD Spektrum von Li+LC an die

C2=O Streckfrequenz (νC2=O) des O4+ Isomers anpasst. Für die restlichen Alkali-

metall-LC-Komplexe wird ein Skalierungsfaktor von 0,973 gewählt, um νC2=O an das

höherfrequente Maximum der Bande A anzupassen. Die Wahl zweier Skalierungs-

faktoren ergibt sich aus den für die leichten und schweren Alkalimetallen genutzten

unterschiedlichen Rechenmethoden. Bei Letzteren werden für die Berechnung

Effective Core Potentials genutzt (Kapitel II.2.4)

Alle relevanten Strukturangaben wie Bindungslängen, Winkel, sowie Energien und

Schwingungsfrequenzen der O4+ und O2 Isomere sind in den Tabelle II.4-2 Tabelle

II.4-4 zusammengefasst und in Abbildung C.5 Abbildung C.7 (Anhang) als Funktion

des inversen Ionenradius visualisiert.

Tabelle II.4-2. Bindungsenergien und (freie) Gibbs-Energien von Mq+LCn@O4+ und

Mq+LCn@O2(+), a sowie deren Differenzen, berechnet mittels B3LYP/cc-pVDZ

E (O4+)

kJ/mol

Δ EO4+-O2(+)

kJ/mol

G(O4+)

kJ/mol

Δ GO4+-O2(+)

kJ/mol

H+LC

914,2

48,6

913,8

47,7

Li+LC

304,0

71,5

272,3

67,9

Na+LC

223,6

55,6

191,7

51,7

K+LC

117,4

40,0

147,3

37,1

Rb+LC

156,6

36,4

126,8

33,7

Cs+Lc

140,3

31,5

111,4

29,1

Ag+LC

294,2

92,9

260,5

86,1

Mg2+LC

838,1

177,3

803,4

171,6

Mg2+LC2

1334,4

267,1

1250,9

256,2

a bei M+LC mit M = Li–Cs bindet M in einer linearen Konfiguration entlang der C=O Bindungs-

achse, weswegen hier die Angabe eines + für die Bindungsrichtung nicht sinnvoll ist.

Beim für alle Alkaliionen stabilsten M+LC@O4+ Isomer formen Metallion und LC ein

Chelat mit Hilfe einer zur O4 Position zusätzlichen Bindung zum freien Elektronen-

paar des N5 Atoms (Abbildung II.4.1, Tabelle II.4-2). Dabei nehmen die Bindungs-

energien zwischen Metall und LC mit größer werdendem Ionenradius ab (304–

140 kJ/mol von Li–Cs). Dies führt wiederum zu einer Zunahme der Bindungslänge

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

148

des Metalls zu O4 und N5 (RMO4 = 187–281 pm, RMN5 = 219–330 pm), was wiede-

rum den Chelatwinkel αN5MO4 spitzer werden lässt (89–54°). Die Asymmetrie des

Chelatdreieckes N5-M-O4 mit kürzeren Bindungslängen zum O4 Atom nimmt wie-

derum mit steigendem Ionenradius zu. Hieraus kann nochmals abgeleitet werden,

dass M+ stärker an O4 bindet als an N5.

Tabelle II.4-3. Bindungslängen und Winkel sowie C=O Streckfrequenzen von Mq+LCn@O4

und Mq+LCn@O2(+), berechnet mittels B3LYP/cc-pVDZ. Zusätzlich sind die Ionenradien von

Mq+ aufgelistet.

RM a

RMO4

RMN5

RC2=O

RC4=O

𝛼N5MO4

𝛼O4C4

𝜈𝐶4=𝑂

cm-1

𝜈𝐶2=𝑂

cm-1

121,4

121,2

1746

1799

H+LC@N5

234,4

102,9

120,2

121,6

102,2

82,8

1737

1797

H+LC@O4+

98,8

218,8

120,0

130,1

113,5

107,0

1633

1814

Li+LC@O4+

186,8

206,4

120,3

124,7

88,5

109,5

1651

1799

Na+LC@O4+

102

220,1

243,7

120,5

123,9

74,3

116,0

1665

1795

K+LC@O4+

138

251,9

287,2

120,6

123,7

62,6

123,8

1678

1808

Rb+LC@O4+

152

265,1

304,8

120,6

123,5

58,9

126,4

1684

1807

Cs+LC@O4+

167

281,4

329,7

120,7

123,5

54,4

130,3

1683

1806

Ag+LC@O4+

115

232,2

230,4

120,4

124,1

75,3

110,9

1650

1798

Mg2+LC@O4+

192,0

205,8

119,4

128,4

87,9

109,1

1609

1830

Mg2+LC2@O4+

199,1

216,4

119,8

126,4

82,1

113,0

1629

1815

1622

1814

RM a

RMO2

RC2=O

RC4=O

αN3C2O2

αO2C2

νC4=O

cm-1

νC2=O

cm-1

H+LC@O2+

97,3

131,5

119,7

124,0

113,6

1800

1647

Li+LC@O2

172,8

126,4

120,3

121,5

177,8

1777

1649

Na+LC@O2

102

208,7

125,5

120,5

121,8

177,9

1771

1660

K+LC@O2

138

242,8

125,1

120,6

122,0

177,6

1784

1670

Rb+LC@O2

152

256,6

124,8

120,6

122,0

177,4

1783

1677

Cs+LC@O2

167

274,9

124,7

120,6

122,1

177,4

1782

1674

Ag+LC@O2+

115

212,0

126,6

120,3

119,1

141,0

1794

1642

Mg2+LC@O2

182,4

128,9

119,5

121,7

163,2

1804

1585

Mg2+LC2@O2

182,4

129,6

119,8

120,9

175,3

1795

1627

1795

1597

a Ref.207. Die Werte entsprechen effectiven Ionenradien für die Koordinationszahl KZ = 6. Für H+ wurde der kovalen-

te Radius aus dem halben Gleichgewichtsabstand von H2 (72 pm) verwendet.

Die Wechselwirkung der Alkaliionen mit LC beim O4+ Isomer erfolgt hauptsächlich

elektrostatisch über die Anziehung zwischen der positiven Ladung des Metallions

sowie den Dipol und höheren Multipolmomenten des LC und deren Polarisierbar-

keit, was zu Induktionskräften führt.

II.4.1 Alkalimetallionen-Lumichrom-Komplexe

149

Durch die hohe Ionisierungsenergie des LC (IE = 7,99 eV berechnet) im Vergleich

zu den Alkalimetallen (IE = 5,39–3,89 eV für Li–Cs)208 bleibt der Großteil der La-

dung auf dem Ion erhalten und nur ein kleiner Teil wird auf das LC übertragen

(Δqm = 127–87 me von Li–Cs) (Tabelle II.4-4, Abbildung C.5). Der Ladungstransfer

vom Metallion zu O4 ist dabei erwartungsgemäß höher als zu N5.

Tabelle II.4-4. NBO Ladungsverteilung von Mq+LCn@O4+ und Mq+LCn@O2, berechnet mit-

tels B3LYP/cc-pVDZa.

ΔqO4

ΔqN5

ΔqO2

H+LC@O4+

0,522

-0,486

-0,367

-0,632

Li+LC@O4+

0,873

-0,156

-0,160

0,063

Na+LC@O4+

0,912

-0,140

-0,132

0,054

K+LC@O4+

0,915

-0,141

-0,106

0,049

Rb+LC@O4+

0,923

-0,135

-0,097

0,047

Cs+LC@O4+

0,913

-0,136

-0,083

0,045

Ag+LC@O4+

0,798

-0,102

-0,149

0,061

Mg2+LC@O4+

1,707

-0,257

-0,305

0,122

Mg2+LC2@O4+

1,496

-0,187

-0,200

0,092

ΔqO2

ΔqN5

ΔqO4

H+LC@O2+

0,532

-0,541

-0,436

-0,606

Li+LC@O2

0,932

-0,269

0,016

0,048

Na+LC@O2

0,956

-0,227

0,015

0,039

K+LC@O2

0,955

-0,208

0,014

0,036

Rb+LC@O2

0,957

-0,195

0,013

0,034

Cs+LC@O2

0,956

-0,187

0,013

0,032

Ag+LC@O2+

0,863

-0,191

0,018

0,054

Mg2+LC@O2

1,440

-0,337

0,048

0,099

Mg2+LC2@O2

1,699

-0,340

0,024

0,073

a q sind die Ladungsänderungen in Bezug zum neutralen LC. Alle anderen atomaren Ladungen

werden nur wenig beeinflusst.

Die bedeutendste geometrische Veränderung durch Metallierung von LC ist der

starke Einfluss auf die C=O Bindungslängen, was sich in einer auffälligen Fre-

quenzverschiebung dieser IR aktiven Mode bemerkbar macht. Die Bande νCO4

schiebt dabei beim O4+ Isomer umso weiter ins Rote, je stärker das Ion die C4=O

Verbindung streckt (ΔRC4=O = 2,3–3,5 pm, −ΔνC4=O = 63–95 cm-1). Dabei werden

auch die C2=O Bindungen durch Konjugation über den Pyrimidinring leicht ge-

staucht, was sich wiederum in einer kleinen Frequenzverschiebung ins Blaue be-

merkbar macht (ΔRC2=O = 0,8–1,1 pm, −ΔνC=2O = 0–7 cm-1).

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

150

Abbildung II.4.3. zeigt die gemessenen IRMPD Spektren (schwarze Kurven) von M+LC mit

M = Li–Cs im Vergleich zu den berechneten linearen IR Strichspektren für die O4 (rot) und

O2 Isomere (blau). Diese werden auf dem B3LYP/cc-pVDZ Niveau berechnet. Zum Ver-

gleich ist zusätzlich das IRMPD Spektrum von H+LC zusammen mit dem Strichspektrum des

stabilsten N5 Isomers, sowie das des neutralen LC dargestellt. Die Spektren von H+LC und

M+LC mit M = Li und Na sind mit 0,964 skaliert, alle anderen mit 0,973.

Bindet das Alkalimetall an der O2-Position des LCs, wird das zum O4+ Isomer

energetisch nächst höhere Isomer geformt. Dieses bildet eine planare Konfigurati-

on, wobei die Ausrichtung des Metalls annähernd kollinear (~180°) mit der C2=O

Verbindungsachse verläuft. Die Energiedifferenz zur stabileren O4 Konfiguration

beträgt 72 kJ/mol für Li+ und fällt bis zum Cs+ auf 32 kJ/mol ab. Die M+-O2 Bin-

dungslängen (RMO2 = 173–275 pm) sind hier jedoch kürzer als die der M+-O4 Bin-

dung in den O4 Isomeren (RMO2 = 187–281 pm). Wegen der geringeren Bindungs-

energie fällt der Ladungstransfer von M+ nach C2=O des O2 Isomers geringer aus

als beim Gegenstück des O4 Isomers (ΔqO2 = 87–127 me, ΔqO4 = 44–68 me für

Cs–Li). Der durch die M+-LC Bindung resultierende Einfluss auf die C2=O Streck-

schwingung wiederum ist enorm und zeigt sich, wie schon bei den O4 Isomeren, in

starken Frequenzverschiebungen, die sogar größer als bei den O4 Isomeren sind

(ΔRC2=O = 3,3–4,9 pm, –ΔνC2=O = 125–150 cm-1). Mittels Konjugation durch den

Pyrimidinring kommt es auch hier zur zusätzlichen Stauchung der C4=O Bindung

um ΔRCO2=0,6–0,9 pm, was sich wieder in einer kleinen Frequenzveränderung äu-

ßert (ΔνC4=O = 31–36 cm-1). Diese Verschiebungen durch Metallierung werden

durch den in Abbildung II.4.3. dargestellten Vergleich des berechneten neutralen LC

Spektrums mit den M+LC Spektren gut visualisiert. Das Binden eines Alkaliions an

II.4.1 Alkalimetallionen-Lumichrom-Komplexe

151

eine der beiden um 1800 cm-1 lokalisierten C=O Streckschwingungen reduziert sub-

stantiell deren Schwingungsfrequenz. Die jeweils andere C=O Streckschwingungs-

frequenz verschiebt sich durch Konjugation leicht ins Blaue. Da sich dieses Verhal-

ten eindeutig in den gemessenen Spektren widerspiegelt, kann eine Beteiligung von

π-gebundenen Isomeren im Experiment, neben der Energetik, auch in dieser Hin-

sicht praktisch ausgeschlossen werden. Die immer größer werdende Aufspaltung

der Bande A mit steigender Alkalimasse zeigt auch, dass sowohl O2 als auch O4+

Isomere Anteile am Spektrum besitzen.

Der Vergleich der berechneten mit den IRMPD Spektren ergibt schließlich die ge-

naue Zuordnung der Banden A und B, die den beiden C=O Streckschwingungen

entsprechen (Abbildung II.4.3). Bande A ist dabei zum einen der freien C=O Streck-

schwingung νC=O

f, des O4+ Isomers (also νC2=O) zugeordnet, zum anderen der

νC4=O Schwingung im O2 Isomer. Dementsprechend wird Bande B der gebundenen

C=O Streckschwingung νC=O

b zugeordnet, also νC4=O im Falle des O4+ Isomers und

νC2=O im Falle des O2 Isomers. Die Aufspaltungen der Banden A und B sind in den

berechneten Spektren etwas größer als im Experiment.

Die berechneten Spektren jedes M+LC Isomers mit Metallierung an den C=O Stellen

weisen im Bereich um 1800 cm-1 jeweils nur eine Schwingung auf. Die Aufspaltung

dieser Bande für Alkaliionen K+–Cs+ bedeutet somit, dass hier beide Isomere expe-

rimentell nachweisbar sind. Für Li+LC und Na+LC ist die Aufspaltung nicht zu be-

obachten, weswegen hier nicht klar ist, ob beide Isomere einen Anteil am Spektrum

haben. Auch ist der Energieunterschied zwischen den beiden stabilsten Isomeren

für diese Metalle ungleich höher, weswegen die Population des weniger stabilen

Isomers stark abnehmen könnte. Jedoch kann eine höhere Bindungsenergie dazu

führen, dass die spektrale Verbreiterung durch den IRMPD Prozess ansteigt und

spektrale Komponenten eines anderen Isomers hier einfach überdecken (Kapitel

II.2.1). Eine hochauflösende Messmethode würde hier für Aufklärung sorgen.

Auf den ersten Blick verwundert das offensichtliche Auftreten der beiden Isomere

O2 und O4, denn aufgrund der berechneten freien Bindungsenergieunterschiede

von 29 kJ/mol für Cs+LC bis 68 kJ/mol für Li+LC ist eine solche Population bei

Raumtemperatur nicht (unbedingt) zu erwarten. Entweder repräsentiert dieses Iso-

merverhältnis das in der Lösung befindliche und wird durch den ESI-Prozess für die

anschließende Messung mehr oder minder konserviert, oder aber es entsteht beim

Ionenübergang von der Atmosphäre ins Vakuum durch die hierbei auftretenden

Restgaskollisionen. Auch die Möglichkeit, dass der ESI-Prozess selbst zu diesem

Verhältnis beiträgt, kann nicht ausgeschlossen werden. Auch wenn in den Spektren

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

152

für K+LC bis Cs+LC die Aufspaltung ziemlich deutlich zu beobachten ist, kann über

das Populationsverhältnis beider Isomere wegen der Nichtlinearität des IRMPD

Prozesses nur eine vage Aussage getroffen werden. In Abbildung II.4.4 wurden die

gerechneten Spektren beider O-gebundenen Isomere in ihren Verhältnissen so lan-

ge variiert, bis die Aufspaltung der Bande um 1800 cm-1 optisch mit den experimen-

tellen gut übereinstimmt. Bei dieser Anpassung werden jedoch sowohl die Intensitä-

ten der Bande B über- und die der Bande C (bis auf Cs+LC) unterbewertet. Zudem

ergibt sich, dass die weniger stabilen O2 Isomere doppelt so häufig vorkommen wie

die stabilsten O4+ Isomere, was energetisch schwierig zu erklären ist. Spektren an

kalten M+LC Ionen könnten hier zur Aufklärung beitragen.

Abbildung II.4.4. Versuch, das Populationsverhältnis zwischen den O2 und O4+ Isomeren

grafisch zu ermitteln. Die berechneten spektralen Verhältnisse der O2 und O4+ Isomere von

M+LC mit M = K–Cs werden dabei so lange variiert, bis die Form der Bande um 1800 cm-1

(Peak A) dem experimentell ermittelten entspricht. Durch dieses Verfahren würde das ener-

getisch höhere O2 Isomer häufiger vorkommen als das stabilste O4+ Isomer. Die Intensitä-

ten der anderen Banden werden durch diese Methode allerdings weniger gut wiedergege-

ben.

Der Vollständigkeit halber werden auch Metallionen-Komplexe des energetisch um

ΔE = 53,5 kJ/mol niedrigeren LC Tautomers, dem so genannten iso-LC, in die Aus-

wertung mit einbezogen. Bei diesem Tautomer bewegt sich das Proton von der N1

zur N10-Position. Trotz der hohen Energiedifferenz kann es in der Lösung zur Po-

pulation dieser Isomere kommen, z. B. durch Lösungsmittel unterstütze Stabilisie-

rungseffekte. Durchgeführte Testrechnungen ergeben für Li+ iso-LC Komplexe mit

269 und 262 kJ/mol energetisch vergleichbar stabile O4+ und O2 Isomere wie für

Li+LC (272 und 204 kJ/mol). Die resultierenden Spektren sehen denen von Li+LC

II.4.2 Münzmetallionen-Lumichrom-Komplexe

153

als auch den gemessenen IRMPD Spektren nicht ähnlich (Abbildung C.4). Aus die-

sem Grund kann ein Beitrag von Li+ iso-LC zu den im Experiment gemessenen

Peaks ausgeschlossen werden. Das ist auch für alle anderen Alkaliion-LC-

Komplexe der Fall.

Auch der Vergleich mit dem im letzten Kapitel beschriebenen H+LC (Kapitel II.3.1)

soll hier aufgeführt werden. Dieses bindet vorrangig an der N5-Position und bildet

hier, aufgrund der geringen Größe des Protons keine Chelatkonfiguration mit dem

Sauerstoff der C4=O Bindung aus. Das energetisch nächst höhere O4+ Isomer ist

zu letzterem um ca. 20 kJ/mol weniger stabil, hat jedoch eine zu den M+LC@O4+

Isomeren ähnliche Struktur, obwohl die Protonenbindung weitaus stabiler ist

(914 kJ/mol). Da im IRMPD Spektrum von H+LC nur das N5 Isomer identifiziert wird,

sieht dieses wegen der fehlenden gebundenen C=O Streckschwingungen den

M+LC Spektren wenig ähnlich. Trotzdem lassen sich die für H+LC@O4+ vorherge-

sagten Parameter für die Strukturen, Vibrationen und Energien als Funktion des

inversen Ionenradius erhalten, wenn man die entsprechenden Werte für

M+LC@O4+ extrapoliert (Abbildung C.5–C.7 im Anhang).

4.2 Münzmetallionen-Lumichrom-Komplexe

Die Analyse der M+LC wird in diesem Kapitel auf Ag+ ausgeweitet, denn geschlos-

senschalige Münzmetallionen besitzen eine Elektronenkonfiguration (d10s0) die de-

rer der Alkaliionen sehr ähnlich sind (p6s0). Während letztere jedoch ihre Bindungen

hauptsächlich durch elektrostatische bzw. Polarisationskräfte eingehen, kommt es

bei Münzmetallen zu einer zusätzlichen orbitalen Wechselwirkung, die sich aus ei-

ner sd-Hybridisierung (d10-xsx) ergibt. Dies wiederum führt zu einem verstärkten

kovalenten Anteil an den M+LC Bindungen.

Beobachtet und ausgewertet wurden solche Orbitalwechselwirkungen bereits mehr-

fach bei der Bindung von Ag+ an Phenol, Pyridin und polyzyklischen aromatischen

Hydrokarbonaten mit Hilfe von IR(M)PD Spektroskopie und quantenchemischen

Berechnungen.57,209,210 Die hier gemachten Erfahrungen fließen in die weitere Ana-

lyse mit ein und helfen, die erzielten Ergebnisse besser zu verstehen.

Die sich für LC errechnete Ionisationsenergie von 7,99 eV ist etwas höher als die

des Ag (IE = 7,58 eV208), weswegen der Hauptteil der Ladung auf dem Metall bleibt.

Wegen der sehr ähnlichen Ionisationsenergien scheint es jedoch möglich, dass

durch Ladungstransferwechselwirkung mit dem π-HOMO des LC auch π-Komplexe

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

154

von Ag+LC stabilisiert werden können. Aus diesem Grunde werden für die theoreti-

sche Betrachtung mögliche π-Isomere mitberücksichtigt. Aus Berechnungen ergibt

sich, dass das planare Ag+LC@O4+, mit einer Chelatierung zu N5 und O4 das

energetisch stabilste Isomer mit G = 260 kJ/mol ist. Interessanterweise lässt sich

noch ein zweites O4 gebundenes Isomer finden, bei dem die O4-Ag+ Bindungsrich-

tung vom N5 weg gerichtet ist. (O4- Isomer)

Abbildung II.4.5. IRMPD Spektrum von Ag+LC (a) im Vergleich zu den mit B3LYP/cc-pVDZ

berechneten IR Spektren von Ag+LC@O4+ (b), Ag+LC@O4- (c), Ag+LC@O2- (d),

Ag+LC@O2+ (e), und Ag+LC@I (f). Die Strukturen und relativen Gibbs-Energien (in kJ/mol)

sind auf der rechten Seite zu finden. Die berechneten Strichspektren werden mit 0,973 ska-

liert und mit einer Gaußfunktion mit einer Halbwertsbreite von 20 cm-1 gefaltet.

Dieses als Ag+LC@O4- bezeichnete Isomer ist jedoch wegen der fehlenden zusätz-

lichen N5 Bindung um ΔG = 77,5 kJ/mol weniger stabil. Solch ein Bindungsverhal-

ten weg von der N5 Stelle wird für die Alkaliionen nicht beobachtet. Auch scheinen

Ag+ Ionen allgemein, wie auch schon die Protonen, gewinkelte Bindungen zu C=O

Gruppen in LC zu bevorzugen. Gleiches gilt für die zwei gefundenen O2 Isomere

Ag+LC@O2+ und Ag+LC@O2-, bei denen Ag+ in einer gewinkelten Konfiguration

bezüglich C=O steht. Alkaliionen hingegen bilden in den O2 Konfigurationen der

M+LC lineare Anordnungen wegen der fehlenden zusätzlichen Bindung eines der

beiden benachbarten N Atome. Die durch Ag+ bevorzugte gewinkelte Konfiguration

kann als ein erster Hinweis für den zusätzlichen Anteil kovalenter Bindungen ange-

sehen werden.

II.4.2 Münzmetallionen-Lumichrom-Komplexe

155

Die drei σ-gebundenen Komplexe O4-, O2+ und O2- haben näherungsweise die-

selbe Bindungsenergie (174–183 kJ/mol). Die bereits angesprochene Suche nach

einem π-gebundenen Komplex ergibt ein stabiles Minimum, in dem das Ag+ Ion an

die C9 Stelle des Benzen-Ringes bindet (Ag+LC@I).

Das IRMPD-Spektrum und alle berechneten IR Spektren, sowie die hierzu gehö-

renden Strukturen werden in Abbildung II.4.5 dargestellt und verglichen. Die hierzu

ermittelten relevanten Daten wiederum werden in den Tabelle II.4-2 Tabelle II.4-4 in

Kapitel II.4.1 gegenübergestellt. Während sich die O4± Isomere aufgrund der zu-

sätzlichen N5 Bindung von O4+ spektral voneinander unterscheiden, sehen die

Spektren der O2± Isomere annähernd gleich aus. Wegen der fehlenden Metallbin-

dung an einer der C=O Gruppen sieht das Ag+LC@I Spektrum, wie schon im Fall

der Alkalimetalle, dem experimentellen Spektrum wenig ähnlich.

Der direkte Vergleich der berechneten IR Spektren mit den experimentellen IRMPD

Spektrum zeigt für Ag+LC@O4+ die beste Übereinstimmung, vor allem für die Ban-

den A–C. Andere Isomere haben, wenn überhaupt, nur einen kleinen Anteil an der

experimentell untersuchten Population. Die Schulter auf der roten Seite der Bande

B, die mit einem Sternchen markiert ist, kann auf die Anwesenheit der Isomere O4-

und/oder O2± hindeuten, was wegen der hohen Energiedifferenz jedoch unwahr-

scheinlich ist.

Ein anderer interessanter Aspekt ist, dass sich die beiden Spektren für Li+LC und

Ag+LC annähernd gleichen. Sowohl die experimentellen IRMPD als auch die be-

rechneten IR Spektren für die O4+ Isomere stimmen annähernd überein wie in Ab-

bildung II.4.6 zu sehen ist. Solche Gemeinsamkeiten zwischen Ag+ und Li+ Komple-

xen wurden bereits früher bei bioorganischen Molekülen wie Arginin und Tryp-

tophan beobachtet.26,211 In der Tat sind die berechneten Bindungsenergien für die

O4 Isomere auch sehr ähnlich, (272 und 262 kJ/mol für Li+LC und Ag+LC), weswe-

gen der Einfluss auf die C=O Streckschwingung und demzufolge auf die Spektren

ähnlich sind. Auch wenn diese Gleichnisse auf den ersten Blick erstaunlich wirkt, so

scheint sie doch wegen der gleichen Bindungsenergien von Ag+ und Li+ zu LC zufäl-

liger Natur zu sein. Ein Beleg hierfür liegt in den unterschiedlichen Bindungsabstän-

den der beiden Metalle zum LC. Wegen des viel größeren Ionenradius des Ag+ im

Vergleich zum Li+ (115 und 76 pm) sind auch die entsprechenden Bindungsabstän-

de zwischen M+-O4 und M+-N5 bei Ag+LC@O4+ größer als bei Li+LC@O4

(RMO4 = 232 und 187 pm und RMN5 = 230 und 206 pm).

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

156

Abbildung II.4.6. Sowohl die gemessenen IRMPD Spektren von Ag+LC und Li+LC (oben)

als auch die berechneten IR Strichspektren von Ag+LC@O4+ sowie Li+LC@O4 sehen sich

sehr ähnlich, obwohl die Bindungsmechanismen zum LC verschieden sind.

Dies lässt, wie eingangs erwähnt, auf ein stark unterschiedliches Bindungsverhalten

schließen. Während die Bindung von Li+ sowie aller anderen Alkaliionen an LC

hauptsächlich durch elektrostatische sowie Polarisationskräfte erfolgt, gibt es bei

der Bindung von Ag+LC noch einen kovalenten Beitrag. Ein näherer Blick in die M+-

O4 und M+-N5 Abstände von M+LC Komplexen als Funktion des inversen Ionenra-

dius 1/RM (Abbildung C.7) zeigt, dass Ag+ eine teilweise verstärkte Affinität zum N5

Atom besitzt, wohingegen die O4 Abstände normal verlaufen. Offensichtlich bildet

das Ag+ eine verstärkte Anziehung zum freien Elektronenpaar des N5 aus. Über

solche verstärkten Bindungen des Ag+ mit N im Vergleich zu O wurde erst kürzlich

berichtet.212,213

II.4.3 Magnesium-Lumichrom-Komplexe

157

Abbildung II.4.7.a) Darstellung der Gibbs-Energie der O4+ Isomere von M+LC (M = Li–Cs)

(schwarze Quadrate), Ag+LC (roter Kreis) und Mg2+LCn (blaue Dreiecke) für n = 1 und 2 als

Funktion des inversen Ionenradius der Metallionen. b) Positionen der Banden A–C der

IRMPD Spektren für Mq+LCn als Funktion der Gibbs-Energie der O4+ Isomere.

In Abbildung II.4.7.a) sind die Gibbs-Energien der O4+ Isomere für entsprechende

M+LC als Funktion des inversen Ionenradius von M+ aufgetragen. Für die Alkalime-

talle ergibt sich eine monotone, annähernd lineare Abhängigkeit wie sie für die

hauptsächlich auf Coulomb-Anziehung basierende Wechselwirkung zu erwarten ist.

Von diesem linearen Trend weicht Ag+LC hingegen wegen der zusätzlichen kova-

lenten Wechselwirkung ab. Andererseits zeigen die Positionen der Banden A–C in

den IRMPD-Spektren von M+LC (M = Li–Cs) und Ag+LC eine monotone Abhängig-

keit als Funktion der Gibbs-Energie. Dies deutet darauf hin, dass die Verschie-

bungen der Vibrationsfrequenzen sensitive Indikatoren für die Bindungsstärke der

Alkaliionen und Ag+ sind (Abbildung II.4.7.b).

4.3 Magnesium-Lumichrom-Komplexe

Um auch den Einfluss der Ladung auf das Mq+LC Bindungsverhalten zu verstehen,

sollten die Untersuchungen an M2+LC Dimeren mit M = Mg, Cu und Ba weiterge-

führt werden. Die Präparierung dieser Komplexe durch die ESI-Quelle misslang

jedoch. Stattdessen zeigte sich im Fall des Mg im Massenspektrum die Erzeugung

des Trimers Mg2+LC2, welches mittels IRMPD und quantenchemischer Rechnungen

charakterisiert wird (Abbildung II.4.8).

Im Gegensatz zu den bisher betrachteten M+LC Komplexen, deren Hauptfragment

nach IRMPD (bis auf Li+LC) das Metallion selbst ist, trifft dies für Mg2+LC2 nicht zu.

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

158

Der Hauptfragmentationskanal beinhaltet eine Ladungstrennung, die zu MgOH+LC

und LC-OH+ Fragmentionen führt. Das experimentelle IRMPD-Spektrum sieht dabei

den anderen gemessenen M+LC Spektren ähnlich (Abbildung II.4.2.). Der Hauptun-

terschied ist die größere Aufspaltung der beiden C=O Streckschwingungen (A und

B) die aus der stärkeren Interaktion der zweifachen Ladung herrührt. Diese Aufspal-

tung deutet wieder auf eine Bindung des Mg2+ an eine der C=O Gruppen des LC

hin, weswegen hier auf eine intensive Suche nach π-Komplexen verzichtet wird.

Abbildung II.4.8. links) IRMPD-Spektrum von Mg2+LC2 (rot/a) im Vergleich zu den linearen

Strichspektren von Mg2+LCn@O4+ (blau/b,e) und Mg2+LCn@O2, mit n = 1 und

2.(schwarz/c,f). Die Berechnungen werden mittels B3LYP/cc-pVDZ durchgeführt. Die

Strichspektren sind mit einem Faktor von 0,964 skaliert und mit einer Gaußfunktion mit einer

Halbwertbreite von 20 cm-1 gefaltet. Die Intensität der Bande A im IRMPD-Spektrum ist

durch die geringe Laserleistung in diesem Bereich reduziert (Abbildung C.1 im Anhang).

rechts) Strukturen der berechneten Mg2+LC2@O4+ (oben) und Mg2+LC2@O2.

Da der Rechenaufwand für die Suche eines stabilen Trimers sehr aufwändig ist,

wird zu Beginn, auf Basis der bisherigen M+LC Ergebnisse eine Isomerensuche

zunächst für die Mg2+LC Dimere begonnen. Wie schon bei den einfach geladenen

Komplexen ist das gefundene Mg2+LC@O4+ Isomer energetisch viel stabiler als

Mg2+LC@O2 (G = 803 und 632 kJ/mol). Dieselben Effekte und Trends, die bereits

für die Alkaliion-LC Komplexe in Kapitel II.4.1 beschrieben werden, gelten auch für

die Mg2+LC@O2/O4+ Isomere, jedoch verstärkt durch die doppelte Ladung (Tabelle

II.4-2 Tabelle II.4-4, Abbildung II.4.7 und Abbildung C.5 bis C7 im Anhang). Dem-

entsprechend ist auch der Ladungstransfer vom Mg2+ Ion zum LC viel größer als bei

II.4.3 Magnesium-Lumichrom-Komplexe

159

M+LC (ΔqM = 293 und 560 me für O4+ und O2 Isomere), auch wenn es hier keinen

direkten Zusammenhang zwischen der Bindungsenergie und dem Ladungstransfer

zwischen beiden Mg2+LC Isomeren gibt. Dies kann durch verschiedene Hybridisie-

rungsschemen, bedingt durch lineare bzw. chelater Bindung des Mg2+ an LC her-

rühren. Durch den zu Li+ (RM = 76 pm) ähnlichen Ionenradius von Mg2+

(RM = 72 pm) sind auch die entsprechenden M-N und M-O Bindungsabstände sowie

deren Bindungswinkel für beide Isomere O2 und O4 ähnlich. Die doppelte Ladung

in Mg2+LC führt zu einer wesentlich stärkeren Interaktion als in Li+LC (G = 803 und

272 kJ/mol) und einem entsprechend starken Einfluss auf die C=O Bindungseigen-

schaften, was größere Bindungslängen und stärkere Frequenzverschiebungen nach

sich zieht.

Auf der Basis der berechneten Mg2+LC Dimere werden Berechnungen für die ge-

suchten Mg2+LC2 Trimere vorgenommen, in der das Mg2+ an beiden LC jeweils an

der gleichen Stelle bindet, und zwar entweder jeweils an der C2=O oder an der

C4=O Gruppe. Die gefundenen Isomere sind somit nach dem gleichen Schema wie

die M+LC Isomere mit Mg2+LC2@O4+ bzw. Mg2+LC2@O2 bezeichnet. Im stabileren

Mg2+LC2@O4+ Isomer geht das Mg2+ mit den jeweiligen O2 bzw. N5-Atomen der

beiden LC Moleküle eine vierfache Bindung ein. Dabei schließen die beiden plana-

ren LC Einheiten einen Winkel von 69° ein. Die totale Gibbs-Energie dieses Kom-

plexes beträgt G = 1251 kJ/mol, was eine Gibbs-Energie pro LC-Ligand von

625,5 kJ/mol ergibt. Das ist viel kleiner ist als jene des Mg2+LC@O4+ Dimers

(G = 803 kJ/mol). Solche nicht kooperativen Effekte sind üblich bei sequentieller

Solvatation geladener Ionen214 und ergeben sich aus einer erhöhten Delokalisierung

der Ladung sowie nicht kooperativer Induktionskräfte. Der Ladungstransfer vom

Mg2+ zum LC beträgt im Fall des Mg2+LC Dimers Δq = 293 me und für das Mg2+LC2

Trimer Δq = 504 me. Dies führt beim Trimer zu längeren Mg2+-LC Bindungsabstän-

den und zu geringeren Effekten auf die C=O Streckschwingungsverschiebungen im

Vergleich zum Dimer. Trotz alledem sehen sich die Spektren des Mg2+LC@O4+

Dimers und des entsprechenden Trimers sehr ähnlich (Abbildung II.4.8). Besonders

das Nichtauftauchen intensiver Banden nach der Komplexierung mit einem zweiten

LC zeugt davon, dass die Kopplung zwischen den beiden LC Liganden recht

schwach ist. Die Tatsache, dass sich die IR Spektren des Mg2+LC@O4+ Dimers

sowie des Mg2+LC2@O4+ Trimers sehr ähneln, lässt den Schluss zu, dass die bei-

den LC Einheiten sehr schwach gekoppelt sind.

Im weniger stabilen Mg2+LC@O2 Isomer bindet das Mg2+ nur an die jeweiligen O2

Atome der beiden LC Liganden, wobei die beiden C=O Bindungen kollinear verlau-

fen. Die beiden planaren LC Einheiten schließen wiederum einen Winkel von 40°

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

160

ein. Die sich ergebende Bindungsenergie des Mg2+ pro LC ist mit 497 kJ/mol wieder

wesentlich geringer als die des Mg2+LC@O2 Dimers (G = 632 kJ/mol). Auch führt

die geringere Bindungsenergie pro Ligand im Mg2+LC2@O2 Trimer wieder zu ver-

längerten Metall-Ligand-Bindungen und demzufolge zu schwächeren Wechselwir-

kungen mit den C=O Gruppen.

Die beiden IR Spektren der vorhergesagten Isomere Mg2+LC2@O4+ und

Mg2+LC2@O2 sind recht verschieden und nur das des Mg2+LC2@O4+ Trimers

stimmt recht gut mit dem experimentell gemessenen IRMPD-Spektrum überein

(Abbildung II.4.8.). Der Hauptunterschied zu den berechneten Spektren ist die ge-

ringe Intensität der Bande A im gemessenen Spektrum. Diese kann auf die geringe

Laserintensität in diesem Frequenzbereich zurückgeführt werden (Abbildung C.1 im

Anhang). Da der IRMPD Prozess nichtlinear ist, kann auch eine Normierung auf die

Laserintensität im Bereich der IRMPD Schwelle nicht die reellen Intensitäten der

spektralen Peaks vollständig wiedergeben (Kapitel II.2.1). Ein eventueller Beitrag

des Mg2+LC2@O2 ist in dem IRMPD-Spektrum nicht nachweisbar.

Der Vergleich der M+LC mit den Mg2+LC2 Spektren zeigt deutlich den Einfluss der

Metallladung auf die spektralen Eigenschaften des LC (Abbildung II.4.2 und

Abbildung II.4.7). Während Li+ und Mg2+ annähernd den gleichen Ionenradius ha-

ben, werden die spektralen Verschiebungen durch die doppelte Ladung weitaus

größer.

4.4 Alkalimetallionen-Lumiflavin-Komplexe

In diesen Abschnitt werden die M+LC Studien durch die Analyse von M+LF Komple-

xen erweitert. Hierdurch soll der Einfluss der zusätzlichen Methylgruppe am N10

Atom und das fehlende H Atom an N1 auf die bevorzugte Bindungsposition bei Me-

tallierung untersucht werden. Die Ergebnisse dieser Studie sind bereits in Referenz

166 publiziert. Die Untersuchung der Metallierung von LF erfolgt in diesem Kapitel

durch Alkalimetallionen (Li+–Cs+) bevor die Analyse auf Münzmetalle (Cu-Au) in

Kapitel II.4.5 ausgeweitet wird.

Die IRMPD-Spektren aller vermessenen M+LF Komplexe werden in Abbildung II.4.9

mit denen des H+LF Komplexes aus Kapitel II.3.2 verglichen. Auffallend ist bei allen

gemessen Spektren ein dominantes Doublet im Bereich zwischen 1520–1580 cm-1

(C1 und C2).

II.4.4 Alkalimetallionen-Lumiflavin-Komplexe

161

Abbildung II.4.9. Gemessene IRMPD Spektren für M+LF mit Alkalimetallen M = Li–Cs

(schwarz) und Münzmetallen M = Cu, Ag (rot) im Vergleich zu H+LC (blau). Die Peak Positi-

onen der Banden A–C sowie deren Zuordnungen sind in Tabelle II.4-5 gelistet.

Dieses wird mit Hilfe der DFT Rechnungen als gekoppelte C-C/C-N Streckschwin-

gung identifiziert und mit νCN und νCN´ bezeichnet. Das Doublet ist für Na+, K+ und

Cs+ deutlich als solches erkennbar, wohingegen es für Li+, Cu+ und Ag+ nicht aufge-

löst ist. Die spektrale Aufspaltung zwischen C1 und C2 (22–25 cm-1) hängt dabei

nur wenig von M+ ab.

Die drei weiteren Peaks zwischen 1600–1800 cm-1, die im Spektrum als A, B1 und

B2 markiert werden, sind die beiden C=O Streckmoden νC2=O und νC4=O. In der Va-

rianz dieser fünf Peaks (A, B1/2, C1/2) liegen die Indikatoren für die verschiedenen

im Experiment auftauchenden Isomere, mit deren Hilfe die einzelnen Bindungsstel-

len der Metallionen unterschieden werden können (Abbildung II.4.10).

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

162

Abbildung II.4.10. Strukturen der planaren O2+, O2 und O4+ Isomere von M+LF mit Alkali-

ionen (illustriert für M = Li). Die Ringatome, ausgesuchte Bindungsabstände und Winkel sind

(nach IUPAC) bezeichnet.

Die Bande um 1770 cm-1 (A) wird hier als freie C=O Streckschwingung identifiziert,

die sich mit steigender Masse von Li+ zu K+ zu tieferen Frequenzen hin verschiebt.

Die von Li+ zu Cs+ mit steigender Alkalimasse abnehmenden relativen Intensitäten

dieser Bande kann nur bedingt durch einen signifikanten Verlust der Laserleistung

innerhalb dieses Frequenzbereiches hin erklärt werden (Abbildung C.1 im Anhang).

Die Bande B1 ist der gebundenen C=O Streckschwingung zugeordnet und liegt für

Li+LF bei ca. 1627 cm-1. Sie verschiebt sich mit größer werdender Alkalimasse zu

höheren Frequenzen und endet für Cs+LF bei 1652 cm-1. Die zweite, weniger aus-

geprägte Bande B2 ist einer gebundenen C=O Streckschwingung eines anderen

Isomers zugeordnet. Diese Bande taucht nur bei Li–K zwischen 1675–1702 cm-1

auf. Im Cs+LF Spektrum ist sie hingegen nicht zu sehen.

Mit Hilfe von B3LYP/cc-pVDZ Rechnungen werden für Li+LF fünf stabile Isomere

identifiziert. Drei von ihnen werden durch starke σ-Bindungen des Li+ an die O4+,

O2+ und O2-Position geformt (Abbildung II.4.10). Die resultierenden Bindungsener-

gien sind entsprechend 277, 270 und 261 kJ/mol. Bei den beiden anderen mit I bzw.

N10 bezeichneten Isomeren ist Li+ an LF π-gebunden (Abbildung C.8 im Anhang).

Die Bindungsenergie ist hier deutlich geringer mit Werten von 94 bzw. 55 kJ/mol.

II.4.4 Alkalimetallionen-Lumiflavin-Komplexe

163

Tabelle II.4-5. Peakpositionen der drei dominanten Banden (A–C) in den IRMPD-Spektren

von M+LF (Abbildung II.4.9) sowie deren zugeordneten Vibrationen und Isomer-

zugehörigkeit.

Bandenposition

cm-1

Zuordnung

Vibration + Isomer

Li+LF

1775 (A)

νC2=O (O4+) / νC4=O (O2(+))

1675 (B2)

νC4=O (O4+)

1627 (B1)

νC2=O (O2(+))

1552 (C1)

νCN (O4+/O2(+))

Na+LF

1771 (A)

νC2=O (O4+) / νC4=O (O2(+))

1676 (B2)

νC4=O (O4+)

1631 (B1)

νC2=O (O2(+))

1573 (C2)

νCN (O4+)

1548 (C1)

νCN’(O2(+))

K+LF

1765 (A)

νC2=O (O4+) / νC4=O (O2(+))

1702 (B2)

νC2=O (O4+)

1644 (B1)

νC2=O (O2(+))

1569 (C2)

νCN (O2(+))

1547 (C1)

νCN’(O4+)

Cs+LF

1776 (A)

νC4=O (O2)

1652 (B1)

νC2=O (O2)

1577 (C2)

νCN (O2)

1552 (C1)

νCN’(O2)

Ag+LF

1766 (A)

νC2=O (O4+)

1662 (B1)

νC4=O (O4+)

1552 (C1)

νCN (O4+)

Cu+LF

1773 (A)

νC2=O (O4+)

1663 (B1)

νC4=O (O4+)

1552 (C1)

νCN (O4+)

Die starken Bindungsenergieunterschiede der σ-Isomere gegenüber den π-

gebundenen Isomeren erklärt sich direkt durch die starke elektrostatische Wech-

selwirkung der M+ mit den negativ geladenen, nukleophilen O2 und O4 Atomen.

Beim Vergleich der hierzu berechneten IR mit den IRMPD-Spektren stellt sich her-

aus, dass nur die berechneten Spektren der O2(+) und O4(+) Isomere mit den ge-

messenen Spektren übereinstimmen (Abbildung C.9). Bei den π-Isomeren treten

zwei intensive C=O Streckschwingungsbanden nahe 1750 cm-1 in Erscheinung,

welche im Experiment nicht auszumachen sind. Auch die geringen Bindungsener-

gien führen dazu, diese π-Isomere für die weitere Analyse auszuschließen, auch in

Bezug auf die anderen M+LF Komplexe. Somit reduziert sich die Anzahl der zu be-

trachtenden Isomere pro M+ auf die O2(+) und O4+ gebundenen Komplexe

(Abbildung II.4.10).

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

164

Abbildung II.4.11.Vergleich der experimentellen IRMPD Spektren von M+LF Komplexen mit

Alkalimetallen (M = Li–K, Cs) mit berechneten linearen IR Spektren für die jeweils energe-

tisch niedrigsten Isomere (B3LYP/cc-pVDZ). Die Strichspektren sind mit einem Gaußprofil

mit einer Halbwertsbreite von 20 cm-1 gefaltet und jeweils mit einem Faktor von 0,964 (Li-Na)

bzw. 0,973 (K-Cs) skaliert. Die relativen (absoluten) Gibbs-Energien sind in kJ/mol angege-

ben.

In Abbildung II.4.11 werden die berechneten linearen IR Spektren der drei stabilsten

M+LF Isomere inklusive deren Bindungsenergien mit den entsprechenden IRMPD

Spektren verglichen. Für Rb+LF sind keine IRMPD Spektren wegen der limitierten

Messzeit bei FELIX verfügbar, jedoch werden auch für diese Spezies Berechnun-

gen durchgeführt (Abbildung C.11). Ein Vergleich der gemessenen mit den berech-

neten Spektren lässt vermuten, dass die B1 und B2 Übergänge den gebundenen

II.4.4 Alkalimetallionen-Lumiflavin-Komplexe

165

C=O Streckschwingungen derart zugeordnet werden können, dass B1 den C2=O

Schwingungen der O2(+) Isomere entsprechen und B2 den C4=O Schwingungen

der O4+ Isomere. Alle relevanten Strukturparameter, Vibrationseigenschaften und

Energien sowie die Ladungsverteilung der O4+ und O2(+) Isomere aller hier behan-

delten M+LF Komplexe sind in Tabelle II.4-6 bis II.4-10 aufgelistet und in Abbildung

C.15 bis C.17 im Anhang als Funktion des inversen Ionenradius visualisiert.

Tabelle II.4-6. Für verschiedene M+LF Isomere berechnete (B3LYP/cc-pVDZ) relative

Bindungs- (𝛥E) und relative (absolute) Gibbs-Energie 𝛥G (G). a

Alkalimetall

ΔG (G)

kJ/mol

ΔE €

kJ/mol

Münzmetall

ΔG (G)

kJ/mol

ΔE (E)

kJ/mol

Li+LF@O4+

0,0 (-276,9)

0,0 (-308,6)

Cu+LF@O4+

0,0 (-350,2)

0,0 (-385,1)

Li+LF@O2+

+7,2

+11,9

Cu+LF@O2+

+26,3

+30,5

Li+LF@O2

+16,0

+20,0

Cu+LF@O2-

+50,7

+55,3

Li+LF@I

+183,2

+185,4

Cu+LF@O4-

+75,6

+79,5

Li+LF@N10

+221,9

+228,6

Cu+LF@I

+164,1

+167,9

Na+LF@O4+

0,0 (-194,5)

0,0 (-226,1)

Ag+LF@O4+

0,0 (-262,1)

0,0 (-295,9)

Na+LF@O2+

+3,9

+7,2

Ag+LF@O2+

+3,0

+12,6

Na+LF@O2

+6,3

+11,4

Ag+LF@O2-

+37,9

+43,3

Na+LF@I

+154,6

+159,6

Ag+LF@O4-

+59,6

+63,7

Ag+LF@I

+151,3

+155,0

K+LF@O2

0,0 (-153.7)

0,0 (-180,7)

K+LF@O2+

+0,4

+1,7

Au+LF@O4+

0,0 (-320,8)

0,0 (-354,9)

K+LF@O4+

+3,4

+0,5

Au+LF@O2+

+1,8

+3,9

Au+LF@O2-

+26,6

+28,8

Rb+LF@O2

0,0 (-134,7)

0,0 (-161,5)

Au+LF@O4-

+51,8

+54,1

Rb+LF@O4+

+4,8

+2,1

Au+LF@I

+123,0

+127,0

Cs+LF@O2

0,0 (-121,6)

0,0 (-148,2)

Cs+LF@O4+

+6.5

+2,4

Das planare O4+ Isomer, in welcher M+ eine Chelatverbindung zu den freien Elek-

tronenpaaren des O4 und N5 eingeht, ist die stabilste M+LF Struktur für die leichten

Alkaliionen Li+ und Na+. Die Bindungsenergien (E) dieser Isomere verringert sich mit

der Größe der Metallionen von 309 kJ/mol (Li+) zu 148 kJ/mol (Cs+) und die freien

Energien folgen dem gleichen Trend (ΔG = 277–122 kJ/mol). Dem wachsenden

Ionenradius und der einhergehenden Abnahme der Wechselwirkungsenergie

(Tabelle II.4-6) steigt die Bindungslänge von M+ zu den O4 bzw. N5 Atomen mit der

Größe des Metallions an (Tabelle II.4-7). Da sich der Gleichgewichtsabstand des M+

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

166

zu O4 und N5 mit steigendem Ionenradius vergrößert, verringert sich demzufolge

der Chelatwinkel αN5MO4 (88–53°) wohingegen sich der Winkel αMO4N5 öffnet (111–

134°).

Tabelle II.4-7. Bindungslängen und Winkel sowie skalierte C=O Streckfrequenzen für die

M+LF@O4+(-) Isomere berechnet auf dem Niveau von B3LYP/cc-pVDZ. Zusätzlich sind

auch die Ionenradien von M+ sowie entsprechende Daten für LF, LF+ und H+LF zum

Vergleich mit gelistet.

RMa

RM-O4

RM-N5

RC4=O

N5MO4

MO4C4

RC2=O

N3C2O2

C4=Ob

cm-1

C2=Ob

cm-1

121,55

121,53

119,1

1740

(245)

1731

(699)

LF+

120,67

120,91

122,1

1752

(146)

1671

(154)

H+LF@O4+d

98,5

218,8

130,55

113,0

107,4

120,11

116,0

- c

1789

(788)

Li+LF@O4+

184,3

208,5

125,10

87,8

110,8

120,51

117,3

1661

(565)

1763

(562)

Na+LF@O4+

102

217,4

246,9

124,29

73,4

117,7

120,67

117,8

1670

(533)

1758

(569)

K+LF@O4+

138

248,3

293,5

124,11

61,4

126,6

120,76

117,8

1680

(598)

1773

(588)

Rb+LF@O4+

152

261,1

312,6

123,96

57,5

129,7

120,80

117,9

1685

(624)

1771

(592)

Cs+LF@O4+

167

276,7

340,1

123,94

52,8

134,4

120,83

117,9

1682

(681)

1771

(604)

Cu+LF@O4+

203,0

200,9

125,26

86,5

106,5

120,47

117,4

1666

(628)

1781

(552)

Cu+LF@O4-

205,5

476,7

128,07

4,5

233,5

120,56

116,1

-c

1791

(777)

Ag+LF@O4+

115

228,0

23,39

124,61

74,8

112,5

120,56

117,7

1671

(631)

1779

(552)

Ag+LF@O4-

115

211,4

480,3

126,32

10,0

223

120,78

116,4

-c

1783

(759)

Au+LF@O4+

137

239,1

222,2

124,19

75,0

108,7

120,51

117,8

1671

(640)

1779

(508)

Au+LF@O4-

137

205,5

476,7

128,07

4,5

233,7

120,56

116,1

-c

1791

(766)

a Referenz 207. Die Werte für den effektiven Ionenradius betreffen die Koordinationszahl CN = 6. Für H+

wurde der kovalente Radius aus dem halben Gleichgewichtsabstand von H2 benutzt (74 pm).

b IR Intensitäten (km/mol) sind in Klammern aufgelistet. c Die Vibration existiert nicht als lokalisierte

Mode.

Durch die unterschiedlichen Bindungslängen des Metalls zum O2 bzw. N5 ist das

hieraus resultierende N5-M-O4 Chelat recht asymmetrisch. Nur ein leichter La-

dungstransfer von M+ zu LF wird erwartet, da die Ionisationsenergien der Alkalime-

talle (IE = 5,39–3,89 eV für Li–Cs)208 viel geringer sind als die des LF (berechnet zu

IE = 7,72 eV).

II.4.4 Alkalimetallionen-Lumiflavin-Komplexe

167

Tabelle II.4-8. Bindungslängen und Winkel sowie skalierte C=O Streckfrequenzen für die

M+LF@O2(+) Isomere berechnet auf dem B3LYP/cc-pVDZ Niveau. Zusätzlich sind die

Ionenradien von M+ und entsprechende Daten für LF, LF+ und H+LF zum Vergleich mit

gelistet.

RMa

RM-O2

RM-N1

RC4=O

N3C2O2

MO2C2

RC2=O

C4=Ob

cm-1

C2=Ob

cm-1

H+LF@O2+

0,37

0,975

2,30816

1,2025

114,2

108,6

1,3191

1781

(328)

- c

Li+LF@O2

0,76

1,715

3,60413

1,2074

117,1

158,8

1,2673

1763

(320)

1600

(1166)

Li+LF@O2+

0,76

1,852

2,08407

1,2048

120,8

92,8

1,2525

1772

(305)

1621

(831)

Na+LF@O2

1,02

2,069

3,88681

1,2086

117,5

156,9

1,2571

1759

(320)

1617

(950)

Na+LF@O2+

1,02

2,174

2,49780

1,2065

119,4

100,0

1,2456

1767

(310)

1632

(840)

K+LF@O2

1,38

2,393

4,27538

1,2092

117,8

162,7

1,2535

1774

(322)

1625

(974)

K+LF@O2+

1,38

2,464

3,05549

1,2077

118,7

111,3

1,2456

1779

(320)

1640

(882)

Rb+LF@O2

1,52

2,524

4,40569

1,2095

117,8

163,2

1,2512

1773

(324)

1634

(1033)

Cs+LF@O2

1,67

2,692

4,57839

1,2097

117,9

164,1

1,2506

1772

(326)

1632

(716)

Cu+LF@O2+

0,77

2,082

2,86617

1,2041

121,6

90,2

1,2503

1785

(338)

1574

(369)

Cu+LF@O2-

0,77

1,821

4,04778

1,2067

119,9

222,6

1,2826

1782

(328)

1581

(624)

Ag+LF@O2+

1,15

2,206

2,61331

1,2054

118,6

102,8

1,2579

1786

(331)

1597

(665)

Ag+LF@O2-

1,15

2,095

4,32916

1,2076

120,0

220,6

1,2740

1779

(324)

1586

(682)

Au+LF@O2+

1,37

2,065

3,05817

1,2048

114,5

118,2

1,2870

1787

(344)

- c

Au+LF@O2+

1,37

2,037

4,19872

1,2056

121,1

232,7

1,2982

1784

(326)

- c

a Referenz 207. Die Werte für den effektiven Ionenradius betreffen die Koordinationszahl CN = 6 . Für

H+ wurde der kovalente Radius aus dem halben Gleichgewichtsabstand von H2 benutzt (74 pm).

b IR Intensitäten (km/mol) sind in Klammern aufgelistet. c Die Vibration existiert nicht als lokalisierte

Mode.

Tatsächlich ergeben die Rechnungen einen nur kleinen Ladungstransfer vom Me-

tallion zum LF, der mit Cs zu Li (−Δqm = 85–128 me, Tabelle II.4-9) als Resultat der

kürzer und stärker werdenden Bindungen zunimmt. Die Metallierung von LF an der

O4-Position führt nicht nur zu signifikanter Ladungsumordnung an N5 und O4

(ΔqN5 = 67–143 me, ΔqO4 = 149–163 me), sondern beeinflusst auch die Ladungs-

verteilung der weiter entfernten C2=O Gruppe (ΔqO2 = 44–63 me). Durch die Wech-

selwirkung mit M+ kommt es zu einer Verlängerung der C4=O Bindung, was zu ei-

ner starken Rotverschiebung der zugehörigen IR aktiven Streckmode führt

(ΔRC4=O = 2,4–3,5 pm, ΔνC4=O = 55–79 cm-1). Gleichzeitig führt dies wegen der Kon-

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

168

jugation durch den Pyrimidinring dazu, dass die C2=O Bindung gestaucht wird, was

wiederum zu einer Blauverschiebung der entsprechenden spektralen Bande führt

(ΔνC4=O = 40 – 32 cm-1). Diese Trends sind ähnlich derer, welche auch für M+LC

beobachtet wurden.

Neben den eben beschriebenen O4-N5 Chelaten existieren noch zwei Isomere mit

Bindungsstellen an der C2=O Gruppe des LF. Diese als O2+ (N1-M-O2-Chelate)

und O2 (C2=O-M linear) bezeichneten Isomere sind für die kleinen Alkalimetalle Li

und Na weniger stabil als die oben genannten O4+ Komplexe. Für K-Cs hingegen

sind die O2 Isomere die stabilsten Konfigurationen. Die Energiedifferenz zwischen

dem stabilsten Li+LF@O4+ und dem zweitstabilsten Li+LF@O2+ wird mit

ΔE = 11,9 kJ/mol (ΔG = 7,2 kJ/mol) berechnet. Für K+LF unterscheiden sich alle drei

O4+ und O2(+) Isomere nur durch ΔE = 3,4 kJ/mol (ΔG = 1,7 kJ/mol). Für Alkalime-

talle größer als K wird das O2+ Isomer für M+LF nicht mehr als stabiles Isomer ge-

funden. Eine mögliche Ursache ist die abstoßende Wirkung der Methylgruppe an

N10 bei steigender Ionengröße, welche die Anziehung durch die N1-Stelle

(über)kompensiert. Dies hat zur Folge, dass die O2 Bindungspräferenzen sehr emp-

findlich mit der Größe des bindenden Metallions variieren. Eine Erklärung hierfür

könnte wie folgt lauten. In der Abwesenheit eines in der Nähe liegenden N Atoms

(und dessen freien Elektronenpaares) erzwingt die Bindung der C2=O Gruppe mit

M+ eine lineare Anordnung, welche auch für K–Cs zu beobachten ist. Kleinere Ionen

spüren, wegen ihrer Größe, die abstoßende Wirkung der Methylgruppe weniger und

können deswegen von der anziehenden Wirkung der N1-Stelle profitieren, was

schließlich in der Bildung des O2+ Isomers resultiert. Trotz ähnlicher Bindungs-

energien sind die M-O2 Bindungen im O2 Isomer (RM-O2 = 172–239 pm für M = Li–

K) wesentlich kürzer als in den O2+ Isomeren (RM-O2 = 185–246 pm), was vermuten

lässt, dass sie in der linearen Anordnung stärker sind. Andererseits sind die M-O2

Bindungen der O2+ Isomere ähnlich den M-O4 Bindungslängen der O4+ Isomere

(RM-O4 = 184–248 pm für Li–K), im Einklang mit den vergleichbaren Stabilisierungs-

energien für die O2+ und O4+ Chelate. Diese Beobachtung zeigt, dass die zusätzli-

che M-N5 (O4+) und die M-N1 (O2+) Interaktion zu einer leichten Stabilitätszunah-

me von M+LF führt. Der gesamte Ladungstransfer von M+ zu FL ist am höchsten bei

den O4+ (−Δqm = 84–128 me für M = Li–K) und O2+ Isomeren (−Δqm = 70–120 me)

und niedriger bei den O2 Isomeren (−Δqm = 54–77 me für M = Li–K). Nicht verwun-

derlich ist die Tatsache, dass die Metallisierung an der O2 Position einen sehr star-

ken Einfluss auf die C2=O Bindungslängen und Streckfrequenzen besitzt. Dieser

Effekt ist stärker für die linearen O2 Isomere (ΔRC2=O = 3,8–5,2 pm,

II.4.4 Alkalimetallionen-Lumiflavin-Komplexe

169

ΔνC4=O = 106-131 cm-1), bedingt durch die stärkeren M-O2 Bindungen, als für die

O2+ Chelatstrukturen (ΔRC2=O = 3–3,7 pm, ΔνC2=O = 91–110 cm-1). Durch Konjuga-

tion durch den Pyrimidinring sind auch die C4=O Bindungen durch die Metallierung

an O2 (O2+) ein wenig beeinflusst, was zu einer Längenkontraktion von

ΔRC4=O = 0,6–0,8 pm (0,8–1,1 pm) und einer entsprechenden Blauverschiebung

ΔνC4=O = 34–23 cm-1 (39–32 cm-1) führt. Vergleicht man LC mit LF, so ist der

Hauptunterschied, dass LC zwar ein Proton an N1 besitzt, jedoch an N10 kein Sub-

stituent vorkommt. Dies führt dazu, dass die N1-Position bei der Metallierung keinen

zusätzlichen Einfluss auf die Bindung ausüben kann, was dann für alle Alkalimetal-

lionen zum Ausbilden einer linearen C2=O-M+ Konfiguration führt. Ein sphärisches

geschlossenschaliges Ion sollte in der Tat eine anziehende Kraft durch beide freien

Elektronenpaare des O2 erfahren, welche in der linearen Konstellation maximal ist.

Wegen der geringeren Symmetrie in der Umgebung der C2=O-M+ Bindung im LF

kommt es hier zur Ausbildung von gewinkelten C=O-M+ Anordnungen, selbst für

Alkalimetalle. Dies wird im Fall der O2 Isomere in den entsprechenden Winkeln

αMO2C2 widergespiegelt (Tabelle II.4-7). Der C2=O-M+ Winkel weicht hier für M+LF

um 20° von der linearen Anordnung ab, während diese Abweichung bei M+LC nur

rund 3° beträgt.

Der Vergleich von M+LF mit neutralem LF zeigt den Einfluss der Metallierung auf die

verschiedenen Bindungsstellen. Hierzu wurden alle relevanten berechneten Struk-

tur- und Vibrationsdaten, welche sich aus den Rechnungen ergeben, in Tabelle

II.4-7 und II.4-8 dargestellt. Das berechnete IR Spektrum für neutrales LF zeigt zwei

freie C=O Streckschwingungen bei 1731 und 1740 cm-1. Das Anlagern eines M+ an

eine dieser Gruppen führt zu einer wesentlichen Verlängerung dieser Bindung,

wodurch deren Streckfrequenz verringert wird. Der Grund hierfür ist der partielle

Ladungstransfer vom M+ zur C=O Gruppe. Gleichzeitig schiebt die verbliebene C=O

Streckfrequenz durch eine schwache Kontraktion der Bindungslänge leicht ins

Blaue.

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

170

Tabelle II.4-9. NBO Ladungsverteilung für verschiedene M+LF Isomere im Vergleich zu

neutralem LC, berechnet auf dem Niveau von B3LYP/cc-pVDZ.

qO4

qN5

qO2

H+LF@O4+

527

-38

-31

Li+LF@O4+

872

-163

-143

Na+LF@O4+

913

-146

-118

K+LF@O4+

916

-151

-90

Rb+LF@O4+

924

-146

-81

Cs+LF@O4+

915

-149

-67

Cu+LF@O4+

784

-115

-153

Cu+LF@O4-

811

-192

Ag+LF@O+

800

-110

-131

Ag+LF@O4-

841

-187

Au+LF@O+

676

-59

-117

Au+LF@O4-

678

-95

qO2

qN5

qO4

H+LF@O2+

516

-43

Li+LF@O2+

880

-145

Li+LF @O2

923

-288

Na+LF@O2+

916

-138

Na+LF@O2

947

-258

K+LF@O2

946

-226

K+LF@O2+

930

-153

Rb+LF@O2

949

-214

Cs+LF@O2

945

-209

Cu+LF@O2+

784

Cu+LF@O2-

796

-197

Ag+LF@O2+

803

-122

Ag+LF@O2-

833

-198

Au+LF@O2+

664

-102

Au+LF@O2-

656

-103

Der Vergleich der gemessenen M+LF Spektren mit dem des gerechneten neutralen

LF offenbart beachtliche Rot- und Blauverschiebungen beider C=O Streckmoden

(Tabelle II.4-7 und II.4-8). Dies lässt nur den Schluss zu, dass M+ an eine dieser

Stellen binden muss. Aus diesen spektralen Ergebnissen ist es sofort möglich jegli-

che π-Komplexbildung von M+LF, wie Isomer I und N10, auszuschließen (Abbildung

C.8). Mit Hilfe der bisherigen theoretischen Analyse können, wie bereits erwähnt,

die Banden A, B1 und B2 den C=O Streckmoden der beiden Karbonylgruppen der

stabilsten O2(+) und O4+ Isomere des M+LF durch Vergleich mit den berechneten

Spektren zugeordnet werden (Abbildung II.4.11). Die Bande A wird hierbei als die

überlappende freie C=O Streckschwingung identifiziert d. h. νC2=O der O4+ Isomere

II.4.4 Alkalimetallionen-Lumiflavin-Komplexe

171

und νC4=O der O2(+) Isomere. Die Banden B1/B2 werden daraus folgend den ge-

bundenen C=O Streckschwingungen d. h. νC4=O der O4+ und νC2=O der O2(+) Iso-

mere zugeordnet. Die klare Trennung der Banden B1 und B2 zeugt sehr deutlich

von der Koexistenz der beiden stabilsten O4+ und O2(+) Isomere im Experiment für

die Alkalimetalle Li–K bei M+LF. Deren relative Häufigkeit ist auch in Übereinstim-

mung mit den hierzu theoretisch ermittelten relativen Energien. Wegen der sehr

ähnlichen berechneten IR Spektren für die O2 und O2+ Isomere ist es unmöglich

bei gegebener Auflösung deren exakte Anteile im gemessenen IRMPD-Spektrum

zu bestimmen. Wie schon bei M+LC (M = K–Cs) zu beobachten, kann es nämlich

vorkommen, dass zwei Isomere im IRMPD Spektrum identifiziert werden können,

die einen sehr hohen Bindungsenergieunterschied besitzen (Kapitel II.4.1). Aus

diesem Grund sollte es der recht geringe Unterschied in der Bindungsenergie von

< 10 kJ/mol ermöglichen, beide Spezies (O2(+)) in einem signifikanten Verhältnis

zueinander während des ESI-Prozesses zu erzeugen und zu vermessen. Allgemein

kann davon ausgegangen werden, dass die in den IRMPD Spektren beobachtete

Blauverschiebung der Banden B1 und B2 mit steigendem Ionenradius auf die hier-

mit einhergehende Verringerung der Interaktionsstärke des Metalls mit dem Flavin

zurückzuführen ist. Die Bande B2 verschwindet schließlich im Spektrum des Cs+LF,

womit dieses einzig mit dem O2 Isomer erklärt werden kann (Abbildung II.4.11).

Schließlich ist es möglich, die Banden C1 und C2 noch als kombinierte C-N/C-C

Ring Vibrationen zu identifizieren (νCN und νCN´).

Abbildung II.4.12. Unterschiede in den relativen Gibbs-Energien für die O4+ und O2

Isomere für M+LC (rote Quadrate) sowie für die M+LF (blaue Kreise) als Funktion des

inversen Ionenradius des Alkalimetallions (Li–Cs) (B3LYP/cc-pVDZ ).

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

172

In Kapitel II.3.1 bzw. II.4.1, wird bereits der Einfluss eines Protons bzw. von Alkali-

metallionen (Li+–Cs+) auf die geometrische und elektronische Struktur von LC un-

tersucht. Es stellt sich heraus, dass das O4+ Isomer das stabilste für alle Alkalime-

talle ist. Demgegenüber steht die bevorzugte Bindungsstelle eines Protons an N5,

ohne Interaktion mit O4. Mit wachsender Alkaliionengröße nimmt die Energiediffe-

renz zwischen den O2 und O4+ Isomeren von M+LC immer weiter ab. Dies liegt an

der immer geringer werdenden Interaktion mit dem freien Elektronenpaar von N5.

Die Energieunterschiede zwischen den beiden Konfigurationen steigen annähernd

linear mit dem inversen Metallionenradius (1/RM) von 31,5 kJ/mol für Cs+LC bis

71,5 kJ/mol für Li+LC (Abbildung II.4.12.) Trotz dieser recht hohen Energiedifferen-

zen konnten jeweils beide Isomere in den IRMPD Spektren von M+LC für K–Cs

identifiziert werden. Für M+LF hingegen liegt die maximale absolute freie Energiedif-

ferenz zwischen dem stabilsten und dem energetisch nächst gelegenen Isomer bei

< 16 kJ/mol. Auch diese steigt hier grob linear mit 1/RM (Abbildung II.4.12). Wie be-

reits erwähnt ist hier das O4+ Isomer jedoch nur für Li+LF und Na+LF das stabilste.

Überraschenderweise kann das O4+ Isomer in den IRMPD Spektren von M+LF für

Li–K nachgewiesen werden, nicht jedoch in den Spektren von Cs+LF, obwohl die

Energiedifferenz der beiden Isomere in diesem Fall mit kleiner als 7 kJ/mol voraus-

gesagt wird.

Tabelle II.4-10. Unterschiede der relativen Gibbs-Energie, Bindungslängen und NBO La-

dungsdifferenzen für M+LF und M+LC (B3LY/cc-pVDZ ).

G

kJ/mol

RMO4

kJ/mol

RMN5

kJ/mol

qM

qO4

qN5

Li+LF@O4+Li+LC@O4+

4,6

-2,5

2,1

-1

-19

Na+LF@O4+Na+LC@O4+

2,8

-2,7

3,2

-18

-19

K+LF@O4+K+LC@O4+

3,0

-3,6

6,4

-22

-51

Rb+LF@O4+Rb+LC@O4+

3,1

-4,0

7,8

-23

-63

Cs+LF@O4+Cs+LC@O4+

3,7

-4,7

10,4

-25

-79

Cu+LF@O4+Cu+LC@O4+

3,1

-3,3

1,8

-18

Ag+LF@O4+Ag+LC@O4+

1,6

-4,2

3,5

-20

Au+LF@O4+Au+LC@O4+

-1,3

-8,6

4,8

-22

G

kJ/mol

RMO2

kJ/mol

qM

qO2

Li+LF@O2Li+LC@O2

56,5

-1,3

-9

Na+LF@O2Na+LC@O2

48,3

-1,8

-9

-6

K+LF@O2K+LC@O2

43,6

-3,5

-9

Rb+LF@O2Rb+LC@O2

41,5

-4,2

-8

Cs+LF@O2Cs+LC@O2

39,3

-5,7

-11

II.4.4 Alkalimetallionen-Lumiflavin-Komplexe

173

Auch ist es interessant, die Bindungsenergien jeweils separat für die O2 und O4+

Isomere für M+LC und M+LF zu betrachten. In Tabelle II.4.10 sind die Unterschiede

der relativen Bindungslängen, Gibbs-Energien sowie der NBO Ladungen aufgelis-

tet. Hier stellt sich heraus, dass die M+LF@O4+ Strukturen um 3–5 kJ/mol leicht

höher in der Energie liegen als M+LC@O4+. Dieser Unterschied ist für die O2 Iso-

mere nochmals deutlich höher und liegt zwischen 56,5–39,3 kJ/mol (Li–Cs). Dies

führt wiederum dazu, dass die M-O4 Bindungslängen für M+LF@O4+ kürzer sind

als bei M+LC@O4+, und zwar um –ΔRMO4 = 2,5–4,7 pm, wohingegen die M-N5 Bin-

dungslängen dem gegenteiligen Trend folgen (ΔRMN5 = 2,1–10,4 pm). Ähnliches gilt

auch für die O2 Bindungsstellen beider Komplexe. Im Falle von M+LF@O2 liegt M+

dichter am O2 Atom als bei M+LC@O2, und zwar um ΔRMO2 = 1,3–5,7 pm. Die NBO

Ladungen der M+ sind für alle Isomere der beiden Komplexe annähernd identisch,

und auch die Unterschiede zwischen den Ladungen auf den Bindungsstellen für die

O2 Isomere sind vernachlässigbar. Dem gegenüber stehen jedoch die erkennbar

höheren NBO Ladungen der beiden O4 (–ΔqO4 = 19–25 me) und N5 Atome

(–ΔqO4 = 19–25 me). Neben neutralem LF bietet sich auch ein Vergleich mit dem in

Kapitel II.3.2 behandelten H+LF an, welches spektroskopisch unter denselben expe-

rimentellen Bedingungen untersucht wird wie M+LF. Auch hier führt die Protonie-

rung, in diesem Fall bevorzugt an der O2+ Stelle, nicht zu einer Chelatbildung mit

anderen nukleophilen Bereichen des Moleküls. Dennoch erfolgt die Bindung nicht in

einer linearen Anordnung entlang der C2=O Achse. In diesem Fall ist dies auf die

viel kleinere Ausdehnung des Protons im Vergleich zu jedem Alkaliion zurückzufüh-

ren, weswegen die Bindung des Protons an LF stark lokalisiert ist. Andere gefunde-

ne Isomere für H+LF haben die Protonierungsstellen N1, O4+ und N5 welche jedoch

mit 11, 34 und 49 kJ/mol weniger stabil sind als das im IRMPD-Spektrum einzig

nachweisbare O2+ Isomer. Die experimentelle Abwesenheit der anderen Isomere

verwundert auf den ersten Blick, da die Energieabstände moderat erscheinen und

im Falle von M+LC bereits höherenergetische Strukturen auf die gleiche Art experi-

mentell nachgewiesen werden. Eine Erklärung hierfür bieten die hohen Protonen-

transferbarrieren, welche die Isomere energetisch stark voneinander trennen.

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

174

4.5 Münzmetallionen-Lumiflavin Komplexe

Die mit den Alkalimetallen begonnene Analyse der M+FL Interaktionen wird in die-

sem Kapitel auf die Münzmetalle Cu, Ag und Au erweitert. Denn wie schon in Kapi-

tel II.4.2 beschrieben haben geschlossenschalige Münzmetalle eine Elektronenkon-

figuration (d10s0), die derer der Alkaliionen sehr ähnlich ist (p6s0). Letztere binden

hierdurch vorrangig mittels elektrostatischer- bzw. Polarisierungskräfte. Bei Münz-

metallen hingegen kommt es zu einer zusätzlichen orbitalen Wechselwirkung, die

sich aus einer sd-Hybridisierung (d10-xsx) ergibt. Dies wiederum führt zu einem ver-

stärkten kovalenten Anteil an den M+LF Bindungen.

Abbildung II.4.13. Unterschiede im Bindungsverhalten der M+LF@O2+ für M = Na (links)

und M = Ag(rechts). Dargestellt sind Molekülorbitale, die einen Überlapp zwischen M+ und

LF besitzen. Während für Na+LF nur ein bindendes Orbital zwischen M+ und O2 auszu-

machen ist, gibt es bei Ag+LF gleich mehrere Orbitale, die eine bindende Komponente so-

wohl mit O2 als auch mit N1 besitzen. Im rechten Bild sind nur die relevanten Teile der

Ag+LF Komplexe dargestellt, welche die Bindung des Ag+ an der O2-Position zeigt.

(B3LYP/cc-pVDZ)

In Abbildung II.4.13 sind die Unterschiede im Bindungsverhalten zwischen den Al-

kali- und den Münzmetallionen mit LF anhand der bindenden Orbitale dargestellt.

Für Na+LF lässt sich nur ein Orbitalüberlapp zwischen Metall und O2 ausmachen.

Bei Ag+ hingegen kommt es zu einem Überlapp der d-Orbitale mit Orbitalen von O2

und N1 und Beiträgen anderer Orbitale. Der erste Unterschied zu den Alkaliionen

(IE = 5,39–3,89 eV für Li–Cs)208 ist die zum LF (IE = 7,72 eV, berechnet) ähnliche

Ionisierungsenergie von Cu, Ag und Au (IE = 7,73, 7,58 und 9,23 eV)208, was zu

einem wesentlichen Ladungstransfer zwischen Münzmetall und LF führt. Hierfür

werden, abhängig vom Isomer, Werte von ΔqM = 189–216, 159–200 und 336–

II.4.5 Münzmetallionen-Lumiflavin Komplexe

175

344 me für Cu–Au berechnet (Tabelle II.4-10). Diese Werte wiederum zeigen, dass

der kovalente Anteil an der M+LF Bindung in der Reihenfolge Ag < Cu < Au ansteigt.

Experimentell konnten nur Ag+LF und Cu+LF vermessen werden. Die Gasphasen-

präparation von Au+LF mittels ESI-Prozess misslang. Der Vollständigkeit halber

wurde jedoch Au+LF in der theoretischen Analyse mitberücksichtigt (Abbildung

C.14.).

DFT Berechnungen ergeben, dass sich für alle Münzmetallionen die gleichen vier

Bindungspositionen bezüglich LF ergeben (Abbildung II.4.14). Das für Cu, Ag und

Au gefundene stabilste Isomer ist, wie bei den stark gebundenen Alkalimetallen Li

und Na auch, das σ-gebundene planare O2+ Isomer.

Abbildung II.4.14. Strukturen der planaren O2± und O4± Isomere von M+LF Komplexen mit

Münzmetallionen, dargestellt für M = Ag, inklusive aller relevanten Strukturparameter, und

der Nummerierung der einzelnen Atome und Ringe (nach IUPAC).

Diese mit Gibbs-Energien von 350, 262 und 321 kJ/mol für Cu, Ag und Au stabilsten

Isomere formen ein O4-N5 Chelat, wie es auch bei M+LF mit M = Li–Cs beobachtet

wird. Anders als bei den Alkalimetallen kann ein zusätzliches O4- Isomer identifiziert

werden, bei dem die Bindungsrichtung des M+ an der C4=O Achse, im Vergleich

zum O4+ Isomer, gespiegelt ist (Abbildung II.4.14). Aufgrund der hier fehlenden

zusätzlichen M+-N5 Wechselwirkung, sind diese Isomere jedoch bedeutend instabi-

ler als die jeweiligen O4+ Isomere (um 76, 60, 52 kJ/mol für Cu, Ag, Au). Die identi-

fizierten O2+ Isomere liegen bis auf Cu+LF@O2+ nur minimal höher als die O4+

Isomere (um 26, 3, 2 kJ/mol für Cu–Au). Die hier gefundenen O2- Isomere sind

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

176

wiederum wegen der fehlenden M+-N1 Bindung deutlich instabiler als die entspre-

chenden O2+ Strukturen, und zwar um 24, 35 und 25 kJ/mol. Die Art der Bindung

bei den O2- Isomeren ist verschieden zu denen der Alkalimetalle, die im ungestör-

ten Zustand eher eine lineare C=O-M+ Bindung bevorzugen (Kapitel II.4.1). Ein

Grund für das Auftauchen der Isomere O2- und O4- liegt in der eingangs erwähnten

d10-x sx Hybridisierung, die zur Ausbildung einer kovalenten Bindung eines dzs Or-

bitals mit einem der freien Elektronenpaare der C=O Gruppe führt. Da diese freien

Elektronenpaare gewinkelt zur C=O Verbindungslinie ausgerichtet sind, ist auch die

M+LF Bindung für Münzmetalle gewinkelt. Die resultierende Abweichung von der

Linearität der C=O-M+ Bindungen ist für die O2+ (O4+) Isomere aufgrund der zu-

sätzlichen N1 (N5) Anziehung stärker ausgeprägt als für die O2- (O4-) Isomere

(Tabelle II.4-7).

Die Suche nach zusätzlichen π-Komplexen für Ag+ und Cu+ führt zu einer stabilen

Struktur, in der die Münzmetallionen eine kovalente Bindung mit dem C9 Atom des

Benzenringes eingehen.57,210 Dieses Isomer wird als M+LF@I bezeichnet und besitzt

gegenüber der globalen Minimumstruktur (O4+) für Cu+ bzw. Ag+ eine um 164 bzw.

151 kJ/mol signifikant niedrigere Bindungsenergie. Eine weitere C-gebundene

Struktur ist nicht zu finden.

Im Allgemeinen führt die zusätzliche kovalente Bindung der Münz- gegenüber den

Alkalimetallen zu deutlich höheren Bindungsenergien. Das Auftragen der Gibbs-

Energien über die inversen Ionenradien 1/Rm für alle hier behandelten Komplexe

(Abbildung C.15 bis C17. im Anhang) belegt diesen Zusammenhang nochmals. Als

Beispiel dient hier das Ag+, dessen Ionenradius viel größer als der des Li+ ist (115

und 76 pm)207, jedoch annähernd die gleiche Bindungsenergie für M+LF besitzt. Im

gleichen Zusammenhang besitzen Cu+ und Li+ annähernd gleiche Ionenradien (77

und 76 pm)207, doch ist die Cu+LF Bindung viel stärker als die von Li+LF.

Die gemessenen IRMPD Spektren für Cu+ und Ag+ werden in Abbildung II.4.15 mit

den berechneten linearen IR Spektren für die O2± und O4± Isomere verglichen. Die

sich aus den Berechnungen ergebenden relevanten Energien sowie Strukturen,

Vibrationseigenschaften und Ladungsverteilungen sind in Tabelle II.4-4, Tabelle

II.4-6 bis II.4-9 sowie in Abbildung C.15 bis C.17 dargestellt. Während sich die O4+

und O4- Spektren in Abbildung II.4.15 sehr stark voneinander unterscheiden, sind

die der O2+ und O2- Isomere annähernd identisch. Die Spektren für die M+FL@I

Isomere sind erwartungsgemäß sehr verschieden von den gemessenen, da diese

zwei freie C=O Bindungen ähnlich dem neutralen LF besitzen (Kapitel II.4.4, Abbil-

dung C.12 und C.13). Eine genauere Analyse zeigt eine gute Übereinstimmung des

gemessenen IRMPD-Spektrums mit dem des O4+ Isomers, vor allem für die Positi-

II.4.5 Münzmetallionen-Lumiflavin Komplexe

177

onen und Intensitäten der Banden A, B1 und C1. Auch wenn im IRMPD-Spektrum

keine Hinweise für die Anwesenheit anderer Isomere zu finden sind, so können ge-

ringe Anteile nicht ausgeschlossen werden. Zum Beispiel könnte das relativ stabile

O2+ Isomer für Ag+LF einen Anteil am Spektrum als Schulter auf der blauen Seite

der Bande nahe 1550 cm-1 liefern.

Abbildung II.4.15. Experimentelle IRMPD Spektren von M+LC Komplexen mit den Münzme-

tallionen Kupfer a) und Silber b) im Vergleich zu den berechneten linearen IR Absorptions-

spektren der energetisch stabilsten Isomere (B3LYP/cc-pVDZ). Die berechneten Strichspek-

tren sind mit einem Faktor von 0,973 skaliert und mit einer Gaußfunktion mit einer Halb-

wertsbreite von 20 cm-1 gefaltet. Relative (absolute) freie Energien für die globalen (lokalen)

Minima sind in kJ/mol angegeben.

Auch wenn sich die Bindungsenergien für Ag+LF@O4+ und Li+LF@O4+ sehr äh-

neln, sind die resultierenden Spektren jedoch sehr unterschiedlich (Abbildung

II.4.9). Für Ag+LF ist hauptsächlich das O4+ Isomer für das experimentelle Spekt-

rum verantwortlich (mit eventuellen Anteilen von O2+), während für Li+LF sowohl

O4+ als auch O2+ eindeutig anhand der Banden B1 und B2 identifiziert werden

können. Dies ist erstaunlich, da die Energiedifferenz zum energetisch nächst gele-

genen Isomer für Li+ (7,2 kJ/mol) mehr als doppelt so hoch ist wie für Ag+

(+3 kJ/mol). Dies steht im Gegensatz zu den Ergebnissen für Li+LC und Ag+LC, bei

denen die Spektren praktisch identisch sind. Auch werden in diesem Falle nur

M+LC@O4+ Isomere identifiziert. Eine andere interessante Frage stellt sich noch

zuletzt. Die Abwesenheit von M+LF@O2 Isomeren in den IRMPD Spektren kann

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

178

durch die hohen relativen Bindungsenergien (G = 50,7 bzw. 37,9 kJ/mol für Cu

bzw. Ag) dieser Isomere erklärt werden. Denn bei der Ionenerzeugung mittels ESI-

Prozess wird diese Energie nur schwer zur Verfügung gestellt. Die Beobachtung,

dass zwar die energetisch höher liegenden Li+LF@O2+ Isomere im Experiment

beobachtet und nachgewiesen werden, die energetisch niedrigen Ag+LF@O2+

Isomere jedoch nicht, bleibt ungeklärt.

4.6 Zusammenfassung: Metallierte Flavine in der Gasphase

Die Interaktion zwischen Metallionen und Flavinmolekülen werden mittels IR Spekt-

roskopie und quantenchemischen Berechnungen an massenselektierten Mq+LCn

und M+LF Komplexen in der Gasphase untersucht. Bedeutend hierbei ist, dass es

sich um die ersten spektroskopischen Daten von metallierten Flavinkomplexen in

der Gasphase handelt, die somit frei von störenden Lösungsmittel- und Gegenio-

neneinflüssen aufgenommen sind. Die Suche nach den bevorzugten M+ Bindungs-

stellen, deren Bindungsstärke und Art der Wechselwirkung wird hierbei systema-

tisch für Alkali-, Münzmetall- sowie für LC auch für Mg2+-Ionen durchgeführt. Hier-

durch ist es möglich, die Abhängigkeit der Wechselwirkung von Ladung, Größe und

Art des bindenden Metallions zu bestimmen. Dabei stellt sich heraus, dass die

C=O-Streckfrequenzen der beiden Karbonylgruppen sensitive Indikatoren für die

Bindungsstellen und Bindungsstärken der vermessenen Mq+LC und M+LF Komplexe

sind. Dies kommt daher, dass die beiden C=O Gruppen für die Mq+ Ionen am attrak-

tivsten sind. Jedoch gibt es hier auch Unterschiede zwischen LC und LF. Während

die Bildung eines N5-O4 Chelats für alle Mq+LC die stabilste Struktur ergibt, gilt dies

bei M+LF nur für die kleinsten Alkaliionen (Li, Na) sowie für alle Münzmetallionen.

Dies ist ein Resultat der zusätzlichen Bindung des Mq+ an das freie Elektronenpaar

des N5 Atoms bei dieser Chelatbindung, die dadurch zusätzlich stabilisiert wird. Bei

den O2 Isomeren von Mq+LC fehlt diese zusätzliche Stabilisierung jedoch, da das

hierzu entsprechende N1 Atom bereits durch ein Wasserstoffatom besetzt ist. Dies

scheint die Erklärung zu sein, weswegen die O4+ Bindungsstelle für alle Mq+LC am

attraktivsten ist. Bei M+LF ist die N1-Position unbesetzt, jedoch wirkt hier die Me-

thylgruppe an der N10- Stelle repulsiv auf das bindende M+, auch bei einer mögli-

chen Chelatbildung der weniger stabilen O2+ Isomere von M+LF. Die hier freien N1-

Positionen wirken sich jedoch auf die O2 Bindungseigenschaften aus, weswegen

die Winkel αMO2C2 < 180° sind, anders als bei M+LC. Diese zusätzlich verursachte

II.4.6 Zusammenfassung: Metallierte Flavine in der Gasphase

179

Stabilisierung könnte der Grund sein, weswegen die größeren Alkaliionen (K–Cs)

bevorzugt an O2, anstatt wie bei M+LC an O4 binden. Denn mit größerem Ionenra-

dius reduziert sich der Abstand zum N5 Atom bei den O4+ Isomeren sowohl bei

Mq+LC als auch bei M+LF. Doch da dieser Einfluss immer besteht, auch wenn er mit

wachsendem Ionenradius immer kleiner wird, bleiben die O4+ Isomere für alle

Mq+LC die stabilsten. Bei M+LF hingegen führt die Veränderung der O2 Bindungs-

stärke durch das freie N1 Atom ab K+ dazu, dass die O2 Isomere die stabilsten sind.

Beim Vergleich der experimentellen mit den berechneten Spektren für Mq+LC lassen

sich neben den O4+ auch O2 Isomere für M = K–Cs identifizieren. Die unerwartete

Beobachtung dieser signifikant weniger stabilen Isomere wird als Folge des ESI-

Prozesses interpretiert. Hier wird vermutet, dass durch diesen Prozess aus der

Flüssigphase heraus eine Verteilung der Mq+LC fernab des thermodynamischen

Gleichgewichts generiert wird. Auch für M+LF können zum Teil mehrere Isomere im

Experiment nachgewiesen werden. Jedoch sind die Bindungsenergieunterschiede

hier weitaus geringer als bei Mq+LC.

Für jedes Alkaliion, sowohl für Mq+LC als auch für M+LF, skalieren alle strukturellen,

energetischen, elektronischen und vibratorischen Parameter monoton und annä-

hernd linear mit dem inversen Ionenradius von M+. Dieses Verhalten wird durch den

dominanten Beitrag der Coulomb-Wechselwirkung des anziehenden Potentials,

sowohl in Form elektrostatischer als auch induzierter Kräfte hervorgerufen. Im Ge-

gensatz weichen die Münzmetallionen in vielerlei Hinsicht von diesem Trend ab.

Grund sind die zusätzlichen kovalenten Bindungsanteile. Für M+LF sind diese am

kleinsten für Ag+ und recht ausgeprägt für Cu+ und Au+. Dieser zusätzliche Beitrag

führt dazu, dass sich z. B. die Ag+LC und Li+LC Interaktionen sowie deren IR Spek-

tren sehr ähneln, obwohl der Ionenradius von Ag+ wesentlich größer ist als der von

Li+. Im Falle von M+LF als auch M+LC beeinflussen diese Beiträge auch die Bin-

dungsarten. So existieren O2- und O4- Isomere nur für die Münzmetallionen.

Die Wechselwirkung von Mg2+LC ist wiederum durch die zusätzliche Ladung viel

stärker. Experimentell konnte jedoch nur das Mg2+LC2 unter den gegebenen ESI

Bedingungen erzeugt werden. Das erhaltene IR Spektrum ist dabei konsistent mit

der Struktur, bei der beide LC Liganden mit dem zentralen Metallion an die jeweili-

gen O4 und N5 Positionen binden.

Der Vergleich zwischen den protonierten LC und LF Komplexen mit den metallierten

zeigt, dass sich die Strukturen signifikant voneinander unterscheiden. Während für

H+LC die stabilste Konfiguration aus der Protonierung an der N5 Stelle resultiert, ist

für alle Mq+LC die Bindung zwischen O4+ und dem N5 Atom die energetisch favori-

sierte Bindungsposition. Da das H+ einen viel kleineren Durchmesser besitzt als M+,

II.4. Strukturanalyse metallierter Flavine in der Gasphase mittels IRMPD

180

kann es eine direkte Bindung mit dem freien Elektronenpaar des N5 Atoms einge-

hen. Der größere Ionenradius von M+ in Verbindung mit der atomaren Konstellation

in diesem Bereich des LC Moleküls verhindert das Vordringen von M+ zur N5 Positi-

on. Die unterschiedlichen Bindungspositionen von Mq+LC und H+LC resultieren in

unterschiedlichen Vibrationsverhalten und demzufolge in unterschiedlichen IR

Spektren. Ähnliches gilt beim Vergleich zwischen den M+LF und H+LF Strukturen,

welche sich auch signifikant voneinander unterscheiden. Dabei bevorzugt H+LF die

Protonierung an der C2=O Gruppe in einer O2+ Konfiguration.

Der Ladungstransfer, sowohl in M+LF als auch in Mq+LC, müsste aufgrund der be-

vorzugten Bindung zu einer C=O Gruppe, vorrangig in den n-Orbitalen des LF bzw.

LC lokalisiert sein. Die elektronische Struktur des aromatischen π-Elektronen-

systems sollte hierdurch wenig beeinflusst werden. Aus diesem Grunde müssten

auch elektronische π→π∗ Übergänge bei Metallierung weniger beeinflusst werden

als die n→π∗ Übergänge. Andererseits könnte eine starke Wechselwirkung von M+

mit N5 bei M+LC@O4+ auch zu einer starken Beeinflussung der Elektronen des

Ringsystems und somit der π→π∗ Übergänge führen. In jedem Fall würden sich

starke Einflüsse durch großen spektrale Positionsänderungen bemerkbar machen.

Durch die unterschiedliche Kopplung verschiedener M+ an FL kann es zudem zu

Veränderungen der Lebenszeiten angeregter Zustände kommen. Um herauszufin-

den, welche Aussage zutrifft werden VISPD Spektren an kalten H+LC sowie M+LC

Komplexem mit M = Li–Cs in der kryogenen BerlinTrap-Apparatur. Die Auswertung

dieser Messungen sind im nächsten Kapitel zu finden. In weiteren Messungen wer-

den IRMPD Spektren von Li+RF, Na+RF und Cs+RF sowohl an der FELIX Einrich-

tung in Nieuwegein (Niederlande) als auch bei CLIO in Orsay (Frankreich) aufge-

nommen. Da die Auflösung dieser Spektren jedoch sehr gering ist, um eine aussa-

gekräftige Auswertung durchführen zu können, wird auf eine Analyse in dieser Dis-

sertation verzichtet. Die gemessenen Spektren sind jedoch im Anhang zu finden

(Abbildung C.18).

181

5 Elektronische Spektroskopie an kalten protonierten und

metallierten Lumichrom

Wie bereits in den vorherigen Kapiteln beschrieben, liegt der Hauptzweck dieser

Arbeit darin, Flavinmoleküle in der Gasphase spektroskopisch zu untersuchen, um

mehr über deren geometrische und elektronische Strukturen und deren energeti-

sches Verhalten zu erfahren. Dies soll wiederum zu einem tieferen Verständnis der

biologischen Mechanismen führen, in welchen Flavine involviert sind. Um die Unter-

suchung an diesen Molekülen weiterzuführen, die mit der IR spektroskopischen

Analyse von H+FL und M+FL in den Kapiteln II.3 und II.4 beginnt, liegt es auf der

Hand auch die elektronischen Strukturen solcher Komplexe in der Gasphase, d. h.

ohne störenden Lösungsmittel- und Gegenioneneinfluss, zu untersuchen. Ein tiefes

Verständnis über die elektronische Struktur der Flavine ist interessant, da diese

aufgrund ihrer photoaktiven Eigenschaften in vielen biologischen Systemen zu fin-

den sind. So wurde vor einigen Jahren der Nachweis erbracht, dass Flavine für die

Lichtabsorption in sogenannten BLUFs (Blue Light Sensing Using FAD) und LOV

(Light, Oxygen and Voltage) Domänen verantwortlich sind.6,7 Diese Bereiche sind in

höheren Pflanzen, einigen Bakterien und Algen sowie einigen Pilzen zu finden. Hier

steuern sie z. B. den Phototropismus, also die lichtinduzierte Bewegung von Pflan-

zen, oder die zu deren Atmung notwendige Porenöffnung der Epidermis (Stoma).

Außerdem sind sie zum Teil an der Regulierung der zircadianen Rhythmik, also

dem 24 h Rhythmus einiger Zellen, beteiligt oder auch an der lichtabhängigen Gen-

regulation.215,216

Es hat sich gezeigt, dass z. B. der primäre Schritt des Photozyklus von FMN in den

LOVs damit beginnt, dass nach der Lichtabsorption die Population des niedrigsten

angeregten Singulettzustands (S1) sehr schnell in den tiefsten Triplettzustand (T1)

übergeht. Dies geschieht durch Interkombination, also dem strahlungslosen Über-

gang zwischen diesen Zuständen innerhalb des Systems (engl. inter system cros-

sing process, ISC).217,218 Der Tripletzustand ist hauptverantwortlich für die dem Fla-

vinchromophor inhärente Reaktivität.218 Die optische Anregung im UV und VIS Be-

reich findet bei allen Flavinen vorrangig im Chromophor des 7,8-dimethyl-

substituierten Isoalloxazins (iso-Lumichrom) statt. In wässriger Lösung lassen sich

für alle Flavine vier strukturlose Absorptionsbanden nachweisen, deren Zentren bei

ca. 446, 375, 265 und 220 nm liegen.5 Hierbei weisen alle vier Absorptionsmaxima

einen sehr hohen molaren Extinktionskoeffizienten auf (> 104 M/cm), was typisch für

II.5. Elektronische Spektroskopie an kalten protonierten und metallierten Lumichrom

182

π→π∗ Übergänge ist.5 Auch über mögliche Einflüsse von n→π∗ Übergängen, die

aus den freien Elektronenpaaren der N1, N5, N3 und N10 Atome sowie der C2=O

und C4=O Gruppen herrühren, wurde bereits berichtet.5 All diese Untersuchungen

wurden meist an Flavinen in fester Form (z. B. gefrorene Lösung, Pellets) und in

Lösung durchgeführt. Hierbei können benachbarte Partikel eine stabilisierende Wir-

kung auf die Flavine besitzen, welche in der Gasphase fehlt. Der Einfluss von sich

an Molekülionen anlagernden Atomen (Molekülen) ist in der Gasphase wiederum

sehr gut analysierbar. Diese können dem Flavin gezielt sukzessive hinzugefügt

werden. Die sich aus der Anlagerung jedes zusätzlichen Atoms (Moleküls) erge-

bende individuelle Wechselwirkung kann somit durch spektroskopische Methoden

erfassbar gemacht werden.

Dieser Ansatz wird bei der Analyse der M+LC Komplexe (M = Li–Cs) verfolgt, indem

hier zwar nicht die Anzahl angelagerter Ionen erhöht, sondern schrittweise die Mas-

se des angelagerten Alkaliions gesteigert wird. Wie schon in Kapitel II.4 beschrie-

ben, sind die energetisch niedrigsten M+LC Isomere jene, bei denen M+ mit O4 und

N5 eine Chelatverbindung eingeht. Hier zeigt sich, dass die Metallionen ein Chelat

mit den O4 und N5 Atomen bilden. Durch die elektrostatische Wechselwirkung von

M+ mit LC über die N5 Position kann es durch M+ neben der Wirkung auf die n-

Orbitale zusätzlich zu einer Beeinflussung der π-Orbitale des Ringsystems kom-

men. In jedem Fall führt so eine starke Wechselwirkung zu starken Verschiebungen

der n→π∗ und der π→π∗ Übergänge.

In den folgenden Kapiteln werden die VISPD spektroskopischen Ergebnisse, die in

der kryogenen BerlinTrap-Apparatur an H+LC sowie M+LC Komplexen gewonnen

werden, beschrieben und analysiert. Der hierzu genutzte experimentelle Aufbau und

dessen Funktionsweise sind bereits in Teil I ausführlich beschrieben.

Die Spektren werden bei konstanter Fallentemperatur von 25 K aufgenommen. Bei

dieser Temperatur lässt sich zum einen ein höheres Fragmentationssignal als bei

5 K erhalten, zum anderen bleibt das Signal über einen langen Zeitraum stabil. Der

verwendete Laser ist der in Kapitel I.2.11 beschriebene Panther EX OPO von Con-

tinuum, welcher hier im Bereich von 415–515 nm (24100–19400 cm-1) mit einer Auf-

lösung von 2 cm-1 eingesetzt wird. Hierdurch können die Absorptionseigenschaften

der S1←S0 Übergänge aller vermessenen LC Komplexe mittels VISPD Spektrosko-

pie untersucht werden. Wie schon bei der Auswertung der IR Spektren in den Kapi-

teln II.3 und II.4 wird auch hier zuerst mit der Analyse des H+LC begonnen und an-

schließend mit M+LC (M = Li–Cs) weiter verfahren.

5.1 Elektronische Spektroskopie an protoniertem Lumichrom

183

5.1 Elektronische Spektroskopie an protoniertem Lumi-

chrom

In Kapitel II.3 wird bereits eine theoretisch unterstütze, experimentelle Studie be-

schrieben, in der H+FL in einer ICR-Zelle bei 300 K gefangen und anschließend

IRMPD-Spektren mit Hilfe eines Freie-Elektronen-Lasers gewonnen werden. Diese

Studie hat als Schwerpunkt die Untersuchung der Strukturen, Energien und der

Vibrationseigenschaften von H+FL. In diesem Kapitel wird diese Analyse auf die

elektronische Struktur von kryogen gekühlten H+LC erweitert, deren Ergebnisse

bereits veröffentlicht sind.167 Die zur Analyse benötigten VISPD Spektren werden

mit der in Teil I beschriebenen BerlinTrap-Apparatur bei 25 K Fallentemperatur auf-

genommen. Für die Präparierung von H+LC wird zunächst eine Mixtur aus 2 mg

Lumichrom (Sigma Aldrich, Reinheit 99 %), 17 ml Methanol, 1 ml Wasser und

2,5 ml Methansäure hergestellt. Diese Lösung wird anschließend in der ESI-Quelle

mit 2 ml/h gesprüht. Die erzeugten Ionen werden in der 22-Pol Falle auf 25 K ge-

kühlt und auf dem Weg zum Beschleunigungsbereich des ReTOFMS, 50µs nach

Extraktion aus dem 22-Pol mit dem OPO Laser bestrahlt. Abbildung II.5.1 zeigt ein

Massenspektrum von kaltem H+LC, welches mit Hilfe des OPOs beim intensiven

resonanten S1 Bandenursprung (19962 cm-1) aufgenommen wurde (schwarze Li-

nie), im Vergleich zu einem Massenspektrum ohne Laserbestrahlung (rote gestri-

chelte Linie). Die Intensität der H+LC Mutterionen (m/z 243) ist hier um ca. 150-fach

größer als die stärksten laserinduzierten Fragmentationskanäle bei m/z 172 und

198. Ein schwacher Intensitätsanstieg nach Bestrahlung ist auch bei m/z 215 aus-

zumachen. Durch die geringe Massenauflösung kann der Kanal bei m/z 200 nicht

von dem bei m/z 198 getrennt werden.

II.5. Elektronische Spektroskopie an kalten protonierten und metallierten Lumichrom

184

Abbildung II.5.1. Massenspektrum von kalten H+*LC (m/z 243) aufgenommen vor (rot) und

nach (schwarz) Beschuss mit OPO Laserstrahlung bei 19962 cm-1 (500,95 nm). Bei dieser

Wellenlänge befindet sich der Ursprung des S1←S0 Übergangs.

Die hier auftretenden Fragmente sind die gleichen wie die im Kapitel II.3.1 be-

schriebenen IRMPD-Experiment. Dies legt die Vermutung nahe, dass der optischen

Anregung des S1 Zustandes eine interne Konversion in den S0 folgt, welche in einer

statistischen Verteilung verschiedener Dissoziationskanäle endet (Abbildung

II.2.5.b).

Das aus den Fragmentsignalen der m/z 172 und 198 resultierende VISPD Spektrum

ist in Abbildung II.5.2 (rote Spur) dargestellt. Dieses ist sowohl bezogen auf die La-

serleistung als auch auf das Mutterionensignal (m/z 243) normiert. Der intensive

S1←S0 Bandenursprung liegt bei 19962 cm-1, wobei viele weitere intensive Vibrati-

onsübergänge zu beobachten sind. Dies lässt den Schluss zu, dass es bei der

elektronischen Anregung zu einer wesentlichen Änderung der Geometrie von H+LC

kommt. Mit der verwendeten Laserbandbreite von ca. 2 cm-1 ergeben sich hier ge-

messenen Linienbreiten in der Größenordnung von 6 cm-1. Trotz der relativ hohen

Fallentemperatur von 25 K treten keine auffälligen heißen Banden in Erscheinung.

5.1 Elektronische Spektroskopie an protoniertem Lumichrom

185

Abbildung II.5.2. Elektronisches Photodissoziationsspektrum von protoniertem Lumichrom

(H+LC). a) Experimentelles VISPD Spektrum des S1←S0 Übergangs von H+LC aufgenom-

men bei einer 22-Pol Fallentemperatur von 25 K b–c) Franck-Condon Simulationen des

H+LC@N5 und H+LC@O4+ Isomers sowie deren Strukturen. Die Ursprünge der berechne-

ten Spektren werden dabei so verschoben, dass sie mit dem Ursprung des gemessenen

zusammenfallen (Tabelle II.5-1).

Für den S0 Grundzustand sagen die theoretischen Analysen in Kapitel II.3.1

H+LC@N5 als stabilstes Isomer voraus, und in der Tat wird nur dieses Isomer expe-

rimentell mittels IRMPD nachgewiesen. Andere Isomere mit nukleophilen Bindungs-

stellen an O4, N10 und O2 sind den Berechnungen zufolge weniger stabil, gleiches

gilt hier auch für iso-Lumichrom (iso-LC). Mit Hilfe von zeitabhängigen DFT-

Rechnungen auf Basis von PBE0/cc-pVDZ erhält man für die elektronischen

Grundzustände der verschiedenen Isomere von H+LC die entsprechenden elektro-

nischen Spektren. Diese werden wiederum genutzt, um sie den experimentellen

VISPD-Spektren zuzuordnen. Für verschiedene H+LC Isomere (N5, O4+, N10, O2+

sowie H+iso-LC@N5 (Abbildung II.3.3)) werden die berechneten Bandenursprünge

der adiabatischen S1←S0 Übergänge zusammen mit deren Verschiebungen hin-

sichtlich des experimentellen Spektrums (Bandenursprung bei 19962 cm-1) sowie

deren Protonenaffinitäten in Tabelle II.5-1 gelistet. Auch für PBEO/cc-pVDZ stellt

sich heraus, dass das H+LC@N5 das stabilste Isomer ist. Auch liegt der hierfür be-

rechnete Bandenursprung des S1 Überganges dem des experimentellen Spektrums

am nächsten (ΔS1 = -809 cm-1). Bemerkenswert ist zudem, dass sich durch die Pro-

tonierung im Vergleich zum neutralen LC der S1← S0 Ursprung um 5673 cm-1

(0,7 eV) verschiebt, was auf einen enormen Einfluss des Protons auf die elektroni-

sche Struktur hinweist.

II.5. Elektronische Spektroskopie an kalten protonierten und metallierten Lumichrom

186

Tabelle II.5-1. Berechnete S1← S0 Bandenursprünge von LC und verschiedenen H+LC Iso-

meren sowie die sich ergebenden Verschiebungen bezüglich des gemessenen Bandenur-

sprungs bei 19962 cm-1 (S1) (PBEO/cc-pVDZ). Die relativen Protonenaffinitäten (S0) des

Grundzustandes sind ebenso angegeben. Alle Energien beinhalten harmonische Nullpunkt-

Schwingungsenergien. Der absolute Wert für die Protonenaffinität zur Bildung von

H+LC@N5 wurde mit 969 kJ/mol berechnet.

cm-1

S1

cm-1

S0

cm-1

24826

H+LC@N5

19153

-809

H+LC@O4+

18451

-1511

1612

H+LC@N10

22555

2593

2630

H+LC@O2+

22422

2460

5828

H+iso-LC@N5

15437

-4525

6539

Für einen weiteren Vergleich von Theorie und Experiment werden Franck-Condon

Simulationen der beiden stabilsten Isomere H+LC@N5 und H+LC@O4+ durchge-

führt. Der Vergleich dieser beiden Spektren mit dem experimentellen findet sich in

Abbildung II.5.2. Um die Vergleichbarkeit zu erhöhen, werden hierbei die aus der

Theorie stammenden Strichspektren mit einer Gauß-Funktion mit einer Halbwerts-

breite von 6 cm-1 gefaltet. Es zeigt sich, dass die meisten Vibrationsbanden des

Experiments durch die Franck-Condon-Simulationen reproduziert werden, auch

wenn die Intensität des Bandenursprungs hier übermäßig stark ausfällt. Bei der Si-

mulation für H+LC@O4+ lassen sich nur wenige Banden zufriedenstellend im Expe-

riment wiedergeben. Dies lässt auch für dieses Experiment den Schluss zu, dass in

der kryogenen 22-Pol Falle, wie auch im FT-ICR Experiment am FELIX, das N5

Isomer als einziges Isomer identifiziert werden kann.

5.2 Elektronische Spektroskopie an Alkalimetallion-

Lumichrom Komplexen

In den Kapiteln II.3 und II.4 werden IRMPD Spektren von isolierten M+LC Komple-

xen (M = Li–Cs) intensiv mittels quantenchemischer Rechnungen analysiert. Auf-

bauend auf diesen Ergebnissen werden diese Komplexe auch in der kryogenen

BerlinTrap-Apparatur bezüglich ihrer elektronischen Eigenschaften hin untersucht.

Für die Präparierung von M+LC in der BerlinTrap-Apparatur wird zunächst eine Mix-

tur aus 2 mg Lumichrom (Sigma Aldrich, 99 % Reinheit), 19 ml Methanol und 1 ml

Wasser hergestellt und anschließend entweder 1 mg LiCl, 1 mg NaFl, 5 mg KCl

5.2 Elektronische Spektroskopie an Alkalimetallion-Lumichrom Komplexen

187

oder 4,5 mg CsCl hinzugefügt. Diese Lösungen werden in der ESI-Quelle mit 2 ml/h

gesprüht. Die erzeugten Ionen werden in der 22-Pol Falle (25 K) gekühlt und nach

der Extraktion aus dem 22-Pol im ReTOFMS Beschleunigungsbereich mit dem VIS-

OPO Laser bestrahlt. Als Fragmente werden nur die Alkaliionen detektiert, da diese

aufgrund ihrer zu LC geringeren Ionisationsenergie Träger der Ladung sind

(IELC = 7,99 eV im Vergleich zu IEAlk = 5,39–3,89 eV für Li–Cs).208

In Abbildung II.5.3 sind die gewonnenen VISPD-Spektren von M+LC sowie von

H+LC zusammen aufgetragen (die einzelnen M+LC Spektren sind zusätzlich in den

Abbildung D.1. und D.2. im Anhang zu finden). Es zeigt sich, dass mit größer wer-

dendem inversen Ionenradius des Liganden der Ursprung des S1←S0 Übergangs

stark ins Rote schiebt, und zwar von Cs+LC (23581 cm-1) über Li+LC (21910,8 cm-1)

bis hin zum H+LC (19962 cm-1) um insgesamt 3617 cm-1. Diese großen Verschie-

bungen zeugen von einem sehr starken Einfluss des angelagerten M+ auf die elekt-

ronische Struktur von LC. Um dieses Verhalten auch theoretisch zu verifizieren,

werden für die O2+ und O4+ Isomere von M+LC quantenchemische Rechnungen

sowohl für den Grund-, als auch für den elektronisch angeregten Zustand auf dem

PBE0/cc-pVDZ Niveau durchgeführt. Nur diese Isomere können in den IRMPD

Spektren, die in den Kapiteln II.3. und II.4. analysiert werden, identifiziert werden.

Aus den berechneten Strukturen sowohl für den S0 als auch den S1 Zustand der

M+LC lassen sich die Energien für die Ursprünge der S1←S0 Übergänge bestimmen,

die äquivalent zu den Bandenursprüngen der jeweiligen VISPD Spektren der M+LC

sind. Die ermittelten Ursprünge der S1←S0 Übergänge der M+LC@O2(O4+) und der

H+LC@N5(O4+) Isomere, sowie die aus den gemessenen VISPD Spektren gewon-

nenen Bandenursprünge sind zusammen in Abbildung II.5.3 dargestellt sowie in

Tabelle II.5-2. gelistet.

II.5. Elektronische Spektroskopie an kalten protonierten und metallierten Lumichrom

188

Abbildung II.5.3. Gemessene VISPD Spektren von H+LC und M+LC mit M = Li–Cs. Deutlich

zu erkennen sind die spektralen Verschiebungen mit Veränderung des Liganden an LC. Auf

dem im Bild der Spektren eingelassenen Abbildung ist der inverse Ionenradius über die

S1←S0 Ursprungspositionen von H+/M+LC dargestellt. Hierbei zeigt sich, dass die experi-

mentelle Kurve (schwarze Kreise) mit der theoretisch ermittelten Kurve für die O4+ Isomere

(rote Quadrate) bzw. dem N5 Isomer (lila Stern) für H+LC, besser übereinstimmt, als für die

jeweiligen O2 Isomere (blaue Dreiecke). Die roten Pfeile über den VISPD Spektren markie-

ren hier den zweiten dominanten Peak, also den ersten Franck-Condon aktiven Übergang.

Hier weichen die berechneten Werte der Bandenursprungspositionen für alle Isome-

re der M+LC und H+LC von den gemessenen ab. Dabei sind diese Abweichungen

im Vergleich zum Experiment für jedes M+LC@O2+ deutlich größer als für die ent-

sprechenden O4+ Isomere. Für M+LC sind die größten Unterschiede für M = Li aus-

zumachen. Vom gemessenen Bandenursprung weicht der berechnete Wert für das

Li+LC@O4+, rotverschoben um S1(exp-O4) = -1153 cm-1 ab, während dieser für das

O2 Isomer sogar um S1(exp-O2) = 2026 cm-1 ins Blaue verrückt ist. Noch deutlicher

fällt der Unterschied für H+LC aus. Für H+LC@N5 beträgt der Abstand vom berech-

neten zum vermessenen Bandenursprung S1(exp-N5) = 811 cm-1 (ins Rote verscho-

ben) während dieser für das H+LC@O2 Isomer um annähernd den dreifachen Wert

ins Blaue verschoben ist (S1(exp-O2) = 2460 cm-1). Während diese Unterschiede zu

den gemessenen Werten mit steigendem Ionenradius für die O4+ Isomere annä-

5.2 Elektronische Spektroskopie an Alkalimetallion-Lumichrom Komplexen

189

hernd konstant bleiben, verringern sich diese bei den O2(+) Isomeren. Unter zu-

sätzlicher Einbeziehung der deutlich größeren Abweichung der Bandenursprünge

der O2(+) Isomere im Vergleich zu den gemessenen kann der Schluss gezogen

werden, dass im Experiment nur M+LC@O4+ vermessen wird. Dies beruht jedoch

darauf, dass die M+LC@O2 Isomere im untersuchten Spektralbereich optisch nicht

absorbieren, wodurch sie, auch wenn sie im Experiment vorhanden wären, hier

nicht nachgewiesen werden könnten. Durch die Aufnahme von VISPD Spektren in

einem anderen spektralen Bereich könnte auch der Nachweis von O2 Isomeren

belegt werden, sofern sie existieren. Durch lineare Extrapolation der in Abbildung

II.5.3 dargestellten Kurve der experimentellen Werte kann der Bandenursprung für

das neutrale LC auf (24750±250) cm-1 abgeschätzt werden. Der durch quanten-

chemische Rechnungen ermittelte Wert liegt bei 24826 cm-1.

Tabelle II.5-2. Positionen der gemessenen (VISPD) und berechneten S1←S0 Bandenur-

sprünge der O4+, O2(+) und N5 Isomere von H+/M+LC sowie für neutrales LC (PBE0/cc-

pVDZ).

S1(Exp)

cm-1

S1(O4+)

cm-1

S1(O2(+))

cm-1

S1(N5)

cm-1

S1(LC)

24826

H+LC

19962

18451

22422

19153

Li+LC

21911

20757

23937

Na+LC

22796

21818

24303

K+LC

23327

22360

24415

Rb+ LC

23473

22584

24511

Cs+LC

23581

22717

24563

Bei genauerer Betrachtung der Spektren stellt sich heraus, dass der Abstand der

zweiten dominanten Bande im Vergleich zum Bandenursprung mit steigendem Io-

nenradius kleiner wird (Tabelle II.5-3). Der im Experiment auftretende zweite domi-

nante Peak stimmt in der Frequenz recht gut mit der ersten (Franck-Condon akti-

ven) in plane Schwingung des entsprechenden M+LC@O4+ überein.

Für Li+LC@O4+ schwingt hier sowohl der Benzen (I)- als auch der Pyrimidindion-

ring (III) in der Ebene um den Pyrazinteil (II), ebenso wie für H+LC@N5. Bei den

anderen M+LC@O4+ ist diese erste Franck-Condon aktive Mode eine Torsions-

schwingung von M+ um O4 (Abbildung II.5.4).

Die ersten in plane Vibrationen von M+LC@O2 sind hingegen Biegeschwingungen

von M+ gegenüber O2 und liegen in ihrer Frequenz weit weg von den experimentell

ermittelten Bandabständen (Tabelle II.5-3). Die zweiten Schwingungen, die Franck-

Condon aktiv sein können, sind für alle M+LC@O2 die gleichen Biegeschwingun-

gen, wie die erste in plane Schwingung für Li+LC@O4+. Die Frequenzen dieser

II.5. Elektronische Spektroskopie an kalten protonierten und metallierten Lumichrom

190

Schwingungen verändern sich jedoch nur leicht mit steigender Alkalimasse. Nur für

Li+LC@O2 und H+LC@O2 können im experimentell ermittelten Energiebereich, der

sich aus dem Abstand des Bandenursprungs zur ersten dominanten Bande ergibt,

die gleichen Biegeschwingungen vorhergesagt werden wie für Li+LC@O4+ und

H+LC@N5.

Diese beschriebenen Ring- und Metallvibrationen sind ein zusätzliches Indiz zur

Identifizierung der M+LC@O4+ Isomere im Experiment, was am Beispiel des Na+LC

Komplexes verdeutlicht werden soll. Der Abstand zwischen dem Bandenursprung

und dem zweiten dominanten Peak im experimentellen VISPD Spektrum von Na+LC

beträgt 129 cm-1. Den Berechnungen zufolge liegt in nächster Nähe zum experi-

mentellen Wert vom O4+ Isomer (υIR(O4+) = 132 cm-1) die oben erwähnte Metall-

schwingung. Für Na+LC@O2 liegt diese jedoch bei 47 cm-1. Die zweite in plane

Schwingung für Na+LC liegt wiederum bei 159 cm-1, also beide viel weiter entfernt.

Tabelle II.5-3. Abstände des zweiten dominant auftretenden Peaks der gemessenen VISPD

Spektren (ΔυVISPD) im Vergleich mit den berechneten Vibrationsfrequenzen der ersten in

plane Schwingung (Biege- oder Metallschwingung) im S1 für die Isomere O4+ (ΔυIR(O4+))

und N5 (ΔυIR(N5)) und zu den Biegeschwingungen für O2(+) Isomere von H+/M+LC

(PBE0/cc-pVDZ). Zusätzlich hierzu werden die Frequenzen der ersten in plane Schwingun-

gen (Metallschwingung) der O2 Isomere mit aufgetragen

ΔυVISPD

cm-1

υIR(O4+)

cm-1

υIR(O2(+))

cm-1

υIR-M(O2)

cm-1

υIR(N5)

cm-1

H+LC

151,4

153,6

152,7

151,07

Li+LC

158,2

161,3

159,8

87,4

Na+LC

129

132,2

158,9

47,4

K+LC

86,0

158,3

35,2

Rb+ LC

59,8

158,7

28,9

Cs+LC

45,2

158,6

25,3

Die Berechnungen sagen außerdem innerhalb des experimentell ermittelten spekt-

ralen Bereiche beim Na+LC@O4+ Isomer fünf zusätzliche out of plane Schwingun-

gen voraus. Ähnliches gilt, bis auf die Na+ Biegeschwingung bei 47,4 cm-1, auch für

das Na+LC@O2 Isomer, wobei hier 7 out of plane Schwingungen beobachtet wer-

den. Diese Franck-Condon inaktiven Moden wiederum können im gemessenen

VISPD-Spektrum von Na+LC, nicht nachgewiesen werden (Abbildung D.1 im An-

hang). Wie bereits erwähnt sind hingegen bei M+LC@O4+ für M = Na–Cs die ersten

in plane Schwingungen jene des M+ und somit die Schwingungsfrequenz abhängig

von der Größe des Metallions.

In Abbildung II.5.4 sind die gemessenen Abstände (in cm-1) zwischen dem ersten

und zweiten dominanten Peak in Bezug zum inversen Ionenradius des entspre-

5.2 Elektronische Spektroskopie an Alkalimetallion-Lumichrom Komplexen

191

chenden M+ aufgetragen. Zusätzlich werden die IR Frequenzen der weiter oben

beschriebenen ersten in plane Schwingungen im S1, sowohl für die O2, als auch für

die O4+ Isomere dargestellt. Die Grafik zeigt deutlich, dass die Berechnungen für

die O4+ Isomere dem Trend sehr gut folgen, die des O2 Isomers zwischen Li+ und

Rb+ jedoch stark davon abweichen. Dieses passende Muster kann als nochmaliger

Hinweis genommen werden, dass im Experiment nur die M+LC@O4+ Isomere ver-

messen werden.

Abbildung II.5.4. Abstände (VISPD) des S1←S0 Ursprungs zur ersten dominanten Linie im

experimentellen VISPD-Spektrum der M+LC mit M = Li–Cs und H+LC (schwarz) im Vergleich

zu den theoretisch ermittelten Vibrationsfrequenzen (b(IR)) der ersten in plane Vibration

im S1 für M+LC@O4+ (rote Quadrate), und den zu M+LC@O2 gehörenden ersten in plane

(Metall-) Schwingung (rote Sterne) und in plane Biegeschwingung (rote Dreiecke), aufgetra-

gen über den inversen Metallionenradius (PBE0/cc-PVDZ). Das experimentelle Muster passt

sehr gut zu den Werten für die O4+ Isomere. Die Metallschwingung von M+LC@O4+ (a) ist

ebenso skizziert wie die Form der Ringschwingung, die sich für O2 und O4+ ähneln (b), als

auch die der Metallschwingung von M+LC@O2 (b).

In Kapitel II.4.6 wird beschrieben, dass die Bildung von M+LC vorrangig die Eigen-

schaften der C=O Bindungen manipuliert. Es stellte sich hier die Frage, ob bei der

elektronischen Anregung hierdurch nur n−π∗ Wechselwirkungen betroffen sind oder

ob M+ auch Auswirkungen auf die π−π∗ Übergänge besitzt?

Die durchgeführten Rechnungen ergeben eine elektronische Anregung aus den

HOMO und HOMO-1 Orbitalen in das LUMO Orbital, welche alle wie in Abbildung

D.3 dargestellt π Orbitale sind. Somit ist gezeigt, dass durch die Metallierung im

O4+ Isomer über die Bindung zum N5 auch das Ringsystem und demzufolge das π-

System der Elektronen stark beeinflusst wird. Die Rechnungen bestätigen zudem,

II.5. Elektronische Spektroskopie an kalten protonierten und metallierten Lumichrom

192

dass die elektronischen Übergänge in Flavinen durch π−π∗ Wechselwirkungen

stattfinden, und dass die Beeinflussung dieser π Elektronen durch M+ zu den star-

ken Verschiebungen der Absorptionsspektren von M+LC (und auch H+LC) im Ver-

gleich zu LC führen.

5.3 Zusammenfassung

Das Kapitel II.5 beschäftigt sich mit der VISPD spektroskopischen Untersuchung

und anschließender quantenchemischer Analyse von kryogen gekühlten H+LC und

M+LC Komplexen, welche mit der in Teil I dieser Arbeit beschriebenen kryogenen

BerlinTrap vermessen werden. Die hier gewonnenen Resultate sind die ersten opti-

schen Spektren isolierter Flavine in der Gasphase. Die Analyse des S1←S0 Ban-

denursprungs sowie das vibratorische Spektrum, was mit Hilfe von Franck-Condon-

Simulationen für H+LC erstellt wird, sind konsistent mit der Detektion des energe-

tisch stabilsten N5 Isomers. Letzteres wird bereits im IRMPD-Spektrum von in einer

ICR-Zelle gefangenen H+LC Komplexen bei 300 K Fallentemperatur identifiziert

(Kapitel II.3.1).

Die zusätzliche Analyse der VISPD Spektren für M+LC zeigt mit größer werdendem

Ionenradius von M+LC eine starke Blauverschiebung des S1←S0 Ursprunges (von

H+ bis Cs+) von 3617 cm-1. Diese starken Änderungen in den experimentellen Spek-

tren zeugen von einem großen Einfluss der Metallionen auch auf das π-

Elektronensystem der aromatischen Ringstrukturen bedingt durch die (teilweise)

Bindung des Liganden an die N5 Position.

Die quantenchemisch berechneten Energien der S1←S0 Ursprünge für M+LC@O4+

stimmen mit den VISPD Spektren weit besser überein als für M+LC@O2+. Die Ban-

denursprünge der S1←S0 Übergänge für M+LC@O2+ beginnen demzufolge weiter

im Blauen, weswegen diese in den vorliegenden VISPD Spektren nicht auftauchen

oder mit den Spektrallinien der M+LC@O4+ Isomere unidentifizierbar überlagern.

O2 Isomere, wie sie in den IRMPD Spektren von M+LC (Kapitel 4.1) für M = K–Cs

identifiziert werden, können aus diesem Grund innerhalb des vermessenen Spekt-

ralbereiches nicht durch VISPD nachgewiesen werden, selbst wenn diese Komple-

xe im 22-Pol Experiment vorhanden wären. Andererseits wirkt die angewendete

Messmethode hierdurch in gewisser Weise Isomer selektiv.

193

Teil III

Zusammenfassung und Ausblick

194

1. Zusammenfassung

Diese Dissertation beschäftigt sich mit der Analyse struktureller, energetischer, vibratori-

scher und elektronischer Eigenschaften von protonierten und metallierten Flavinen in der

Gasphase, die mit IR und VIS spektroskopischer sowie quantenchemischer Verfahren

durchgeführt werden. Flavine sind eine Gruppe gelber Farbstoffe, die in der Natur in vielen

verschiedenen Bereichen zu finden sind. Vielfältige Studien, die die Wirkweise dieser Stoff-

gruppe in der Natur untersuchen, wurden bereits getätigt. Spektroskopische Untersuchun-

gen an geladenen isolierten Flavinen in der Gasphase lagen zu Beginn dieser Arbeit jedoch

praktisch nicht vor. Doch nur an isolierten Molekül(ion)en lassen sich die elementaren

Merkmale von Flavinen, wie deren Grundzustandsstruktur, Stabilität, sowie energetische

Potentialflächen am besten analysieren. Denn durch den fehlenden Einfluss von Lösungs-

mitteln, Gegenionen oder anderen störenden Partikeln, wird das Verhalten sowie die Struk-

tur der reinen, ungelösten, optisch absorbierenden Substanz zugänglich. Um diesen Ansatz

in die Tat umzusetzen, werden für diese Arbeit IRMPD spektroskopische Untersuchungen

an protonierten und metallierten Flavinen mit Hilfe eines FEL bei 300 K in einer ICR Zelle

durchgeführt.

Die in einer ersten Messung gewonnenen IRMPD-Spektren von protonierten Lumichrom

(H+LC), Lumiflavin (H+LF), Riboflavin (H+RF) sowie Flavinmononukleotid (H+FMN) werden in

Kapitel II.3 mit Hilfe quantenchemischer Analysen auf ihre strukturellen, sowie vibratorische

und energetischen Eigenschaften hin analysiert. Das Hauptziel ist es, die Wirkung des Pro-

tons auf das neutrale Flavin zu untersuchen und die sich ergebenden bevorzugten Protonie-

rungsstellen zu identifizieren. Durch die quantenchemische Analyse können zudem Rück-

schlüsse auf die resultierenden Geometrien, die Bindungsenergien und Vibrationsstrukturen

jedes einzelnen H+FL gezogen werden. Dabei stellt sich heraus, dass jedes untersuchte Fla-

vin eine andere bevorzugte Protonierungsstelle besitzt. So zeigt sich, dass das kleinste Fla-

vin Lumichrom bevorzugt an N5 protoniert, was auch experimentell verifiziert wird. Für H+LF

hingegen wird das O2+ Isomer als das energetisch favorisierte identifiziert und auch im Ex-

periment nachgewiesen. Der entscheidende Hinweis zur Identifikation dieser Struktur im

IRMPD Spektrum liegt im Verschwinden einer der beiden C=O Streckmoden, die hierdurch

zu einem Marker für diese Bindungsposition werden. Für das H+RF werden zwei N1 proto-

nierte Konformere mit annähernd gleicher Energie als stabilste Strukturen gefunden, für die

auch die berechneten Spektren gut mit dem Experiment übereinstimmen. Die genaue spekt-

roskopische Verifizierung einzelner Konformationen, die die Ausrichtung der Ribitylkette mit-

berücksichtigt, ist jedoch aufgrund der zu geringen Auflösung des experimentellen Spekt-

rums nicht möglich. Für H+FMN führt die Bindung an O2+ zu den stabilsten identifizierten

II.5.3 Zusammenfassung

195

Isomeren. Diese sind energetisch sehr ähnlich der H+FMN@N1 Strukturen. Welche Isomere

in welcher Seitenkettenkonstellation im experimentellen Spektrum auftauchen kann jedoch

nicht eindeutig gesagt werden, da die hierzu nötige spektrale Auflösung ebenfalls nicht aus-

reicht. Einige Peakformen im IRMPD-Spektrum deuten jedoch darauf hin, dass sowohl O2+

als auch N1-protonierte Isomere, in verschiedenen Konformationen ihren Beitrag am IRMPD

Spektrum haben.

In Kapitel II.4 wird die Analyse auf Mq+LCn und M+LF Komplexen erweitert. Die bevorzugten

Bindungsstellen, deren Stärke und die Art der Wechselwirkung werden hierbei systematisch,

für eine Reihe von Alkali-, MünzmetalI- und für LC zusätzlich für Mg2+ Ionen aufgeklärt. Die

beiden CO-Streckfrequenzen der beiden Karbonylgruppen sind sensitive Indikatoren für die

Bindungsposition als auch der Bindungsstärke der vermessenen Komplexe. Hierdurch ist es

möglich zu zeigen, dass für alle Mq+LCn durch die Formung eines Chelats zwischen der N5

und O4 Position sich die jeweils stabilste Struktur bildet. Diese kann wiederum in allen

IRMPD-Spektren identifiziert werden. Für M+LF hingegen sind nur für die kleinsten Alkaliio-

nen (Li, Na) sowie alle Münzmetallionen die M+LF@O4+ Isomere die energetisch stabilsten.

Die größeren Alkaliionen (K–Cs) bevorzugen die Bindung an der O2(+) Position des LF. Der

Grund für den Unterschied zwischen LC und LF kann darin liegen, dass bei LF die N1 Posi-

tion durch ein Proton besetzt ist. Hierdurch ist die Bildung eines Chelats zwischen dem N1

und dem O2 Atom nicht möglich und dadurch die Position zwischen O4+ und N5 besonders

attraktiv. Bei LF ist die N1 Position hingegen frei, jedoch wirkt die Methylgruppe an N10 wie-

derum repulsiv auf naheliegende Kationen. Die freie N1 Position wirkt sich wieder attraktiv

auf die O2 Position aus. Ein Wechselspiel zwischen Ionengröße und Bindungsposition führt

schließlich zu dem beobachteten Verhalten. Dennoch kann auch für M+LF, wie auch schon

für Mq+LCn immer das jeweils stabilste berechnete Isomer im IRMPD-Spektrum identifiziert

werden.

Für jedes Alkaliion, sowohl für M+LC als auch für M+LF, skalieren alle energetischen-, struk-

turellen-, elektronischen- und Vibrationsparameter monoton und annähernd linear mit dem

inversen Ionenradius von M+. Dieses Verhalten wird durch den dominanten Beitrag der

Coulomb-Wechselwirkung des jeweils anziehenden Potentials hervorgerufen. Im Gegensatz

weichen diese Trends für die Münzmetallionen in vielerlei Hinsicht von letzteren wegen zu-

sätzlicher kovalenter Bindungsanteile ab.

Die Protonierung und Metallierung der Flavine erfolgt für die bereits vermessenen Komplexe

(bis auf H+LC@N5) an den C=O Gruppen. Hierdurch sollte der Ladungstransfer bevorzugt

auf den n-Orbitalen von LF bzw. LC lokalisiert sein. Inwiefern sich diese Bindungen auch auf

das π-Elektronensystem der jeweiligen Chromophore der Flavine auswirken, war bis zu die-

sem Zeitpunkt unbekannt. Um dies herauszufinden, ist die Kenntnis der UV- und VIS-

Spektren notwendig.

III.1. Zusammenfassung

196

Aus diesem Grund wurde für diese Arbeit das 4K-ESI-QPMS-22-Pol-ReTOFMS Ionenfallen-

Massenspektrometer BerlinTrap neu aufgebaut, mit dem es möglich ist, hochaufgelöste UV-

VISPD-Spektren von kryogen kalten Flavinionen zu erhalten (Kapitel I.2). Eine ESI-Quelle

generiert Ionen, die über einen Hexapol-Ionenleiter, einen QPMS, einen QP-Umlenker und

einen Oktupol in eine 22-Pol Falle geleitet werden. Hier werden die Ionen gefangen und mit-

tels Puffergas gekühlt. Nach der Kühlung erfolgt der Transfer der Ionen in Richtung eines

ReTOFMS, wo diese mit einem gepulsten Laser (UV, VIS, IR) bestrahlt werden. Die bei re-

sonanter Absorption entstehenden Fragmentionen werden anschließend in Abhängigkeit der

Laserwellenlänge detektiert, wodurch ein Dissoziationsspektrum generiert werden kann. Die

BerlinTrap ist die erste Apparatur in der eine ESI-Quelle mit einer 22-Pol Falle und einem

orthogonalen ReTOFMS kombiniert werden. Durch diese Apparatur ist es möglich, alle

Fragmentionen, die bei einem Laserschuss entstehen, massenaufgelöst zu detektieren.

In Kapitel I.3 wird die Leistungsfähigkeit dieser Maschine charakterisiert. Mittels UVPD

Spektroskopie an H+Tyrosin ergibt sich eine minimale Vibrationstemperatur von unter 20 K

der im 22-Pol gefangenen Ionen. Diese gemessene Temperatur ist ähnlich niedrig wie in

einer ähnlichen Apparatur mit einer Ringelektrodenfalle und einem ortho-ReTOFMS.22 Eine

Erklärung für den Unterschied von der Fallen- und der gemessenen Vibrationstemperatur

liegt in möglichen Kollisionen der Ionen mit dem Restgas bei der Extraktion aus dem 22-Pol.

Aber auch ein Radiofrequenzheizen bedingt durch die 22-Pol Wechselspannung, die über

die Endkappen auf die Ionen entlang der Fallenachse wirkt, kann als Erklärung herhalten

Die geringen Ionentemperaturen in der 22-Pol Falle ermöglichen es Heliumkomplexe zu bil-

den, was mit dem Nachweis von HenH3O+ für n = 1–5 und für HenNa+ für n = 1–6 gezeigt

wird. Durch die erfolgreiche Formung von HenNa+ Komplexen wird zudem eine komplett

neue Möglichkeit geschaffen, die Bindungseigenschaften von He an Ionen zu untersuchen.

Denn He-Atome schrittweise an ein Ion anzulagern ist ein ganz neuer Ansatz, um die Ent-

stehung sowie die Strukturen von z. B. HenMq+- Solvatationshüllen im Detail zu untersuchen.

Üblicherweise erfolgt die Generierung kleiner He Ionenkomplexe durch Energieeintrag

(Elektronenstoß) in einen großen He Nanotropfen, der dadurch zerbricht bzw. das He ab-

dampft.219–221

Die erfolgreiche Erzeugung getagter Ionen führt zudem dazu, dass es mit der BerlinTrap

möglich ist, auch IRPD Spektren zu gewinnen, wie es am Beispiel von Ar-Benzaldehyd-

Komplexen ebenfalls demonstriert wird.

Nachdem die Funktionsweise der BerlinTrap erfolgreich nachgewiesen ist, werden die ge-

planten VISPD spektroskopischen Untersuchungen an den Flavinen verwirklicht. Hierzu

werden H+LC und M+LC Komplexe mit M = Li–Cs in der 22-Pol Falle gekühlt und anschlie-

ßend mit einem OPO-Laser der S1←S0 Übergang vermessen. Zur Analyse der Spektren

werden quantenchemische Rechnungen sowohl für den S0 als auch für den S1 Zustand

II.5.3 Zusammenfassung

197

durchgeführt. Für die H+LC Komplexe erfolgen zusätzlich Franck-Condon Simulationen, um

die sich hieraus ergebenden Spektren mit den experimentell ermittelten zu vergleichen. Hier

liefern die Rechnungen für H+LC@N5 die mit dem Experiment beste Übereinstimmung, was

sich mit den Erkenntnissen aus den IRMPD Messungen deckt. Die gewonnenen VISPD

Spektren der M+LC in der BerlinTrap-Apparatur zeigen sehr starke Verschiebungen der

S1←S0 Bandenursprünge in Abhängigkeit der Ionenradien. Dies wiederum ist der Beweis,

dass die Metalle, trotz der vorrangigen Bindungen an die O4+ Position, einen sehr starken

Einfluss auf das π-Elektronensystem des Chromophors haben. Für alle M+LC kann aufgrund

der besseren Übereinstimmung der berechneten Energien der S1←S0 Ursprünge der Nach-

weis des O4+ Isomers bestätigt werden. Die Bandenursprünge der S1←S0 Übergänge für

M+LC@O2+ beginnen jedoch weiter im Blauen, weswegen diese in den vorliegenden

VISPD-Spektren nicht auftauchen oder mit den Spektrallinien der M+LC@O4+ Isomere un-

identifizierbar verschmelzen.

III.2. Ausblick

198

2. Ausblick

Da sich die vorliegende Arbeit zum einen mit der Entwicklung und dem Aufbau eines kryo-

genen 4K-ESI-QPMS-22-Pol-ReTOF-Tandemmassenspektrometers beschäftigt, zum ande-

ren mit der spektroskopischen und quantenchemischen Analyse von Flavin-Ion-Komplexen

in der Gasphase, soll auch hier ein zweigeteilter Ausblick erfolgen.

Erweiterung der BerlinTrap-Apparatur

Die erfolgreiche Demonstration der Funktionalität der BerlinTrap-Apparatur in mehreren Be-

reichen, wie der UV-VISPD-Spektroskopie, der IRPD-Spektroskopie oder der Bildung von

He Komplexen in der 22-Pol Falle zeigt, dass mit Hilfe dieser Apparatur in Zukunft viele neue

Messungen möglich werden.

Ein Aspekt, der vor allem zur Untersuchung komplexer Molekülionen interessant wäre, ist

die Erweiterung der spektroskopischen Möglichkeiten auf die IR-UV(VIS) Doppelresonanz-

spektroskopie. Bei diesem Verfahren werden zu Beginn Molekülionen mit einem durch-

stimmbareren IR Laser bestrahlt. Ein UV oder VIS Laser, der zuvor auf einen resonanten

Übergang des Ions eingestellt wird und bei dieser Frequenz verweilt, wird anschließend im

Abstand einiger ns gefeuert. Wechselwirkt der IR Laser nur schwach bis gar nicht mit den

Molekülionen, so wird durch den resonanten UV-VIS Übergang ein konstantes Dissoziati-

onssignal detektiert. Ist der zuvor eingestrahlte IR Laser jedoch resonant mit einem Schwin-

gungsübergang, so kommt es zu einer Entvölkerung des Grundzustandes. Da der anschlie-

ßend feuernde UV Laser nur resonant für den Grundzustand ist, bricht das zuvor konstante

Dissoziationssignal an dieser Stelle ein. Beim Verfahren der IR Laserwellenlänge wird somit

ein IR Absorptionsdissoziationsspektrum erzeugt. Da die UV Übergänge sehr sensitiv auf

unterschiedliche Isomere reagieren, wird hierdurch eine isomerenselektive Analyse komple-

xer Molekülionen möglich. Die für diese Erweiterung nötigen IR und UV Lasersysteme sind

vorhanden und bereits präzise synchronisierbar. Mittels kleiner optischer Erweiterungen soll-

te dieses Verfahren in Zukunft umsetzbar sein.

Es hat sich gezeigt, dass eine 22-Pol Falle für die Kühlung großer Moleküle nicht zwingend

notwendig ist, um die tiefsten bisher messbaren Temperaturen zu erreichen.46,222 Durch das

22-Pol Feld verteilen sich die Ionen über einen weiten Bereich innerhalb der Falle und durch

den Einfluss der Endkappen kann diese Verteilung ringförmige Strukturen annehmen.

Dadurch wird der Überlapp mit einem Laserstrahl sehr stark reduziert136. In einem Quadrupol

werden die Ionen entlang der zentralen Achse fokussiert, wodurch ein Überlapp mit dem

Laser deutlich verbessert wird. Eine DrahtQP Falle, wie sie schon in 46 Verwendung findet,

II.5.3 Zusammenfassung

199

soll in Zukunft den 22-Pol ersetzen. Dadurch wird eine bessere Ionenausbeute und optimier-

te Dissoziation erhofft.

Um das erzeugte Ionensignal in der Apparatur weiter zu erhöhen ist es möglich, anstelle der

jetzt verwendeten ESI Quelle eine Kombination aus Nanosprayquelle und Ionentrichter146 zu

implementieren. Neben der Erhöhung des Ionensignals durch den Trichter sinkt gleichzeitig

der Verbrauch der zu sprühenden Analyten durch die gesteigerte Sprüheffizienz der Nano-

spray-Quelle.

Durch die optimierte Einstellung der Parameter der sich zurzeit in Betrieb befindenden ESI-

Quelle wird es wiederum möglich, Wasserkomplexe verschiedener Größe zu erzeugen.

Auch hierdurch eröffnet sich ein weites Feld an möglichen Untersuchungen die es gestatten,

das Verhalten von Molekülionen beim stufenweisen Anlagern einzelner Wassermoleküle zu

untersuchen (Mikrosolvatation/Mikrohydratation). Das Verhalten biologisch relevanter Mole-

külionen in ihrer Wirkumgebung wird hierdurch noch genauer einsehbar.

Um die Bedienbarkeit der BerlinTrap-Apparatur zu steigern, ist die Implementierung eines

genetischen Algorithmus vorgesehen, der die für jeden neuen Analyten neu zu suchenden

elektrischen Parameter automatisch optimiert. Der momentan bereits an der BerlinTrap-

Apparatur getestete Algorithmus wird die aufwändige Signalsuche automatisieren und be-

schleunigen.

Für die durchgeführte Vermessung der Flavinkomplexe in der BerlinTrap-Apparatur reicht

die Auflösung des verwendeten ReTOFMS vollkommen aus. Doch für zukünftige Messun-

gen, von z. B. sehr großen Molekülionen und deren Komplexen, wäre es jedoch von Vorteil,

die Auflösung zu erhöhen. Denn der Nachweis von He/H2-Komplexen größerer Molekülionen

wird hierdurch sehr erschwert bis unmöglich. Eine erste Maßnahme liegt hier in der Verbes-

serung des ReTOFMS Beschleunigungsbereichs durch Verwenden dünner Bleche anstelle

der relativ dicken Platten. Die zweite Verbesserung läge in der Verlängerung der zweiten

Ionenflugstrecke hinter dem Reflektor. Auch über die Verwendung eines schnellen Ionende-

tektors wäre für eine große Auflösungssteigerung notwendig.

Eine letzte Idee, die zu neuen Messmöglichkeiten führen könnte, läge darin, die Massense-

parierung, welche bereits bei der Extraktion aus dem 22-Pol zum ReTOFMS auftritt, zu er-

höhen. Somit läge im Beschleunigungsbereich des ortho-ReTOFMS wieder eine massense-

lektierte Spezies vor, die innerhalb dieses Bereiches mittels Laserbestrahlung untersucht

werden kann. Die hierdurch erzeugten Fragmente könnten auf dem herkömmlichen Weg im

ReTOFMS nachgewiesen werden.

III.2. Ausblick

200

Abbildung III.2.1. Das Anbringen eines Ionenreflektors hinter dem Beschleunigungsbereich des or-

tho-ReTOFMS könnte die Massenselektivität, die schon durch den Ionentransport vom 22-Pol zum

ortho-ReTOFMS bedingt ist, weiter erhöhen. Komplexe, die im 22-Pol entstehen, könnten somit zu-

erst massenselektiert werden, um so gezielt nur eine Spezies laserspektroskopisch zu untersuchen.

Hierdurch wären Messungen an Komplexen oder anderen Reaktionsprodukten möglich, die

erst in der 22-Pol Falle entstehen. Umsetzbar ist dies durch eine Verlängerung der Wegstre-

cke zwischen 22-Pol und ReTOFMS und zusätzlich durch das Anbringen eines weiteren

Ionenspiegels hinter dem ReTOFMS Beschleunigungsbereich (Abbildung III.2.1). Hierfür

müsste der vorhandene Experimentieraufbau nur leicht modifiziert werden.

Messungen an Flavinen

Die vorliegende Studie über protonierte und metallierte Flavine liefert viele interessante Ein-

sichten über die fundamentalen Wirkmechanismen, die zu den Eigenschaften dieser Farb-

stofffamilie führen. Um diese Mechanismen, vor allem bei der elektronischen Anregung noch

tiefer zu verstehen, und um herauszufinden, welche Einflüsse dabei jeweils die unterschied-

liche Molekülkomplexität hat, sind erweiterte Messungen an H+FL und M+FL notwendig.

Die in dieser Arbeit gezeigten IRMPD Spektren von H+RF bzw. H+FMN zeigen eine ungenü-

gende Auflösung, um verschiedene Seitenkettentautomere zu identifizieren. Das gleiche gilt

für die in Abbildung C.18 dargestellten IRMPD Spektren von M+RF. Durch die Kühlung im

22-Pol könnte die Anzahl der Tautomere reduziert werden. Eine anschließende IRPD spekt-

roskopische Untersuchung an z. B. Ar- oder He getagten H+FL könnte zudem zu höher auf-

gelösten IR Spektren führen. Auch würde diese Messmethode an M+LF neue Erkenntnisse

generieren, denn IR Spektren von M+FMN existieren bisher noch gar nicht.

II.5.3 Zusammenfassung

201

Abbildung III.2.2. Massenspektren von zwei mit der ESI-Quelle gesprühten RF Lösungen. Für die

schwarze Spur wurde eine Lösung aus 0,6 mg RF+10 ml H2O+10 ml Essigsäure gesprüht. Sie stellt

das Isotopenmuster von H+RF dar. Für die rote Spur wurde obiger Lösung 12 mg Natriumdithionith als

Reduktionsmittel hinzugefügt. Hierdurch ergibt sich eine Verschiebung der Massenspektren zu m/z+1

im Vergleich zur schwarzen Spur. Gleichzeitig ist der Peak bei m/z 379 im Vergleich zu m/z 378 ge-

wachsen. Dies lässt vermuten, dass in der roten Spur sowohl das H+RF-Semiquinone (m/z 379) als

auch das vollständig reduzierte H+RF (m/z 380) zu finden sind.

Wie weiter oben schon beschrieben, sollte es mit einigen Modifikationen an der bestehenden

ESI-Quelle möglich sein (H2O)n-H+FL Komplexe zu bilden, welche anschließend spektrosko-

pisch untersucht werden können. Für Flavine existieren viele Studien, die sich mit deren op-

tischen Verhalten in verschiedensten Lösungen bei unterschiedlichen pH-Werten auseinan-

dersetzen. Durch die stufenweise Anlagerung einzelner Wassermoleküle (Mikrosolvatation)

kann hierdurch der Übergang vom einzelnen Molekülion hin zum vollständig gelösten Flavin

untersucht werden.

Ein letzter jedoch sehr interessanter Aspekt ist die Erzeugung ionischer Flavine anderer

Oxidationsstufen in der Elektrosprayquelle und deren anschließende spektroskopische Un-

tersuchung. In einer für diese Arbeit getätigten Voruntersuchung wurde H+RF bereits in zwei

unterschiedlichen Oxidationsstufen Massenspektrometrisch nachgewiesen (Abbildung

III.2.2). Analysen über die strukturelle Beschaffenheit sowie vibratorische und elektronische

Eigenschaften könnten auch hier ein tieferes Verständnis über die Natur der Flavine liefern.

202

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219

Danksagung

Zum Schluss möchte ich all denjenigen meinen Dank aussprechen, die zur Erstel-

lung dieser Arbeit beigetragen haben.

Bei Prof. Otto. Dopfer möchte ich mich zuerst bedanken, denn er gab mir die Mög-

lichkeit dieses spannende Thema in seiner Arbeitsgruppe zu bearbeiten. Nur durch

die freie Arbeitsweise und dem Vertrauen, das er mir entgegenbrachte, ist es mir

gelungen diese Arbeit zu Ende zu bringen.

Bei Prof. Stephan Schlemmer möchte ich mich nicht nur wegen der Übernahme des

Zweitgutachtens bedanken, sondern auch für die überaus nützlichen Diskussionen,

wenn wir uns begegneten, als auch für die technische Unterstützung die er mir zu-

kommen ließ.

Auch Prof. Dieter Gerlich gilt mein Dank, denn er stellte nicht nur die 22-Pol Falle,

die ESI-Quelle sowie diverses anderes Equipment zur Verfügung, die die Planung

für die BerlinTrap erst initiierte, sondern gab auch viele wertvolle Tipps und Hinwei-

se.

Einen ganz besonderen Dank richte ich an Dr. Pablo Nieto, der mit mir durch die

Höhen und Tiefen bei der Durchführung des Projektes ging. Fruchtbare Diskussio-

nen mit ihm führten zu vielen neuen Ideen. Durch die Übernahme des Hauptteiles

der quantenchemischen Rechnungen war ich zudem in der Lage, mich intensiver

mit der Umsetzung technischer Vorhaben zu beschäftigen. Durch ihn gewann ich

nicht nur einen guten Kollegen, sondern auch einen besonderen Freund.

Auch David Müller und Alexander Sheldrick will ich auf diesem Wege herzlich dan-

ken. Nur zusammen mit ihnen war es möglich die charakterisierenden Messungen

nach der Fertigstellung der Apparatur aufzunehmen. Durch ihren Fleiß und ihrer

Hartnäckigkeit konnte die Leistungsfähigkeit immer weiter gesteigert werden.

Ein ganz besonderer Dank geht auch an die Mitarbeiter der FELIX Einrichtung, mit

denen ich die für diese Arbeit notwendigen Experimente durchführen durfte, allen

voran Jos Oomens und Giel Berden. Ohne ihre Unterstützung wäre diese Arbeit

nicht möglich gewesen. Ihre Herzlichkeit und die des gesamten FELIX Teams war

für mich eine besondere Erfahrung.

Auch bei all den anderen lieben Arbeitskollegen, mit denen ich durch die Promoti-

onszeit ging möchte ich mich an dieser Stelle bedanken. Hier ist besonders Markus

Schütz zu nennen, mit dem ich über die Jahre ein Büro teilen durfte. Er kümmerte

sich um alle organisatorischen Details, so dass alle technischen Einrichtungen im

Labor stets funktionierten. Auch Alexander Patzer soll hier im gleichen Atemzug

Danksagung

220

genannt werden, der mir in der Anfangsphase der Arbeit viele neuen Ideen lieferte,

und mir auch sonst immer helfend zur Seite stand. Das gleiche gilt für Dr. Judith

Langer, die mich zu Beginn dieses Projektes in vielerlei Hinsicht unterstützte. Sie

führte die Berechnungen zu den protonierten Flavinen durch, wodurch sie mir wie-

derum sehr viel Arbeit abnahm. Die ehemaligen Studenten Tim Wandrey und Carls-

son Kluth sowie Tu Trang Trinh, die in diesem Projekt mit eingebunden waren, dür-

fen bei dieser Aufzählung nicht fehlen. Sie halfen und unterstützten mich durch ihre

ausdauernden Arbeiten aber auch durch ihre junge, aufgeschlossene Art.

Aber auch alle anderen Arbeitskollegen dürfen hier nicht unerwähnt bleiben, denn

sie haben mich nicht nur fachlich und mit guten Inspirationen unterstützt, sondern

auch für ein außergewöhnliches Arbeitsklima gesorgt, dies natürlich auch bei den

außeruniversitären Aktivitäten.

Der Arbeitsgruppe von Prof. Stephan Schlemmer gilt auch ein besonderer Dank,

hier sollen vor allem Oskar Asvany, Sven Fanghänel und Christoph Konietzko ge-

nannt werden, durch die ich viele technische Hinweise erhalten habe. Außerdem

erklärten sie sich bereit mir eines ihrer Piezoventile zur Verfügung zu stellen, was

ich sehr zu schätzen weiß.

Auch bei Tim Esser möchte ich mich an dieser Stelle bedanken, denn er stellte uns

seinen selbstprogrammierten genetischen Algorithmus zur Verfügung, der zurzeit

erfolgreich in der BerlinTrap angewendet wird.

Für die finanzielle Unterstützung der gesamten Projektzeit danke ich der DFG (DO

729/6-1 und 6-2) und der TU-Berlin.

Zu guter Letzt möchte ich mich auch bei den vielen nicht wissenschaftlichen Mitar-

beitern bedanken, mit denen ich im Laufe der Jahre die Bekanntschaft machen durf-

te. Hier will ich mich zunächst bei Sabine Remus bedanken, die mir selbstlos viel

organisatorische Arbeit abnahm. Auch den Mitgliedern der feinmechanischen Werk-

statt, allen voran Jörn Six und Fabian Sielaff gebührt mein freundschaftlicher Dank.

Denn nur durch ihre Fähigkeiten wurde die Umsetzung der technischen Zeichnun-

gen für die BerlinTrap-Apparatur zur Realität. Das Gleiche gilt für Dietmar Dudyka

und Joachim Bohs aus der elektronischen Werkstatt.

Anhang A

Abbildung A.1. Oszilloskopaufnahme von Ionenpulsen detektiert am MCP Detektor des

ReTOFMS. Die gemessenen Pulshöhen liegen zwischen 10 und 30 mV. Die Pulsbreiten

werden zwischen 6 und 10 ns angegeben.

Abbildung A.2. UVPD Spektrum von H+Tyrosin für zwei unterschiedliche Fragmentkanäle

m/z 108 und 136 gemessen bei einer Fallentemperatur von 5 K. Die Spektren selbst werden

durch Mittelung von fünf benachbarten Punkten geglättet.

Abbildung A.3. ReTOF Massenspektrum von HenH3O+ Komplexen, die in der 22-Pol Falle

gewachsen sind. Die Massenspektren wurden bei verschiedenen ReTOFMS Beschleuni-

gungszeiten nach der Extraktion aus dem 22-Pol aufgenommen.

III

Anhang B

Abbildung B.1. a) Wellenlängenabhängige Laserleistung im Vergleich mit dem b) Ionen-

„Depletion“ Signal von H+LC, c) den korrespondierenen Fragmentionensignalen mit

m/z 172,198 und 200 sowie d) dem resultierenden IRMPD Spektrum. Die Ionenintensitäten

sind auf den Maximalwert des Muttersignals (ohne Depletion) normiert. Für einen besseren

Überblick wird das Ionensignal von m/z 172 mit 11 % das mit m/z 198 mit 4 % Offset

geplottet.

Tabelle B-1. Vergleich der berechneten Vibrationsfrequenzen des H+LC@N5 Isomers mit den experimentellen Übergangsfrequenzen in Abbildung II.3.3.

𝜈0 und 𝜈0−𝑠𝑘𝑎𝑙 sind die unskalierten und skalierten Frequenzen, die sich aus den Berechnungen ergeben. (i.E. = in der Ebene, a.E. = aus Ebene heraus). Bei

der Bezeichnung „atmend“ dehnen bzw. stauchen sich alle Verbindungen eines Ringes gleichzeitig.

Bande

𝜈𝐼𝑅𝑀𝑃𝐷

cm-1

𝜈0

cm-1

𝜈0−𝑠𝑘𝑎𝑙

cm-1

𝐼𝑛𝑡𝑒𝑛𝑠𝑖𝑡ä𝑡

km/mol

Zuordnung

1810

1864

1799

813

νC2=O,δ1H3H

1745

1802

1739

363

νC4=O ,δ3H

1610

1675

1616

188

ν5−4a,10−10a,6−7 (i.E.)

1659

1601

ν6−5a,8−9,5−4a(i.E.)

1520

1571

1516

411

ν10a−1,6−7 (i.E.)

1450

1503

1450

219

III atmend,ν5a−6,9−9a,ν7−CH3,ν8−CH3(i.E.)

1475

1423

δCH3

1453

1402

δ8−CH3

1370

1412

1363

128

ν7−8a,5a−9a,δCH3(i.E.)

1397

1348

108

ωCH3, ν5a−9a(i.E.)

1320

1382

1334

128

ν1−2−3,6−7,5a−6,9a−10(i.E.)

1368

1320

ν9a−10−10a,5a−9a,7−8,4−4a(i.E.)

1362

1314

172

δ1H5H,ν4a−10a,4−4a,10−10a,3−4(i.E.)

1260

1319

1273

166

I atmend, ν9a−10,2−3,1−2(i.E.)

880

924

892

δ5H9H, γCh3(a.E.)

740

755

729

δ3−2−1(a.E.)

Abbildung B.2. a) Wellenlängenabhängige Laserleistung im Vergleich mit dem b) Ionen-

„Depletion“ Signal von H+LF, c) dem korrespondierenen Fragmentionensignalen mit

m/z 214, 186, 171, 159 und 145 sowie d) dem resultierenden IRMPD Spektrum. Die

Ionenintensitäten sind auf den Maximalwert das Muttersignals (ohne Depletion) normiert.

Für einen besseren Überblick wird das Ionensignal von m/z 214, 186, 171, 159 und 145

jeweils mit einem Offset von -4 %, -18 %, -26 %, -22 %, und -32 % geplottet. Die scharfen

Spitzen im Muttersignal sind durch Instabilitäten der ESI Quelle bedingt.

Tabelle B-2. Vergleich der Vibrationsfrequenzen für das berechnete H+LF@O2+ Isomer mit den experimentellen Übergangsfrequenzen in Abbildung II.3.3. 𝜈0

und 𝜈0−𝑠𝑘𝑎𝑙 sind die unskalierten und skalierten Frequenzen, die sich aus den Berechnungen ergeben (i.E. = in der Ebene, a.E. = aus Ebene heraus). Bei

der Bezeichnung „atmend“ dehnen bzw. stauchen sich alle Verbindungen eines Ringes gleichzeitig.

Bande

𝜈𝐼𝑅𝑀𝑃𝐷

cm-1

𝜈0

cm-1

𝜈0−𝑠𝑘𝑎𝑙

cm-1

𝐼𝑛𝑡𝑒𝑛𝑠𝑖𝑡ä𝑡

km/mol

Zuordnung

νC2=O,δ1H3H

1790

1847

1782

328

νC4=O ,δ3H (i.E.)

1580

1643

1585

967

ν1−2,δ3H,δCOH (i.E.)

1615

1558

202

ν2−3,4a−10a,5a−9a,7−8,δ3H,δCOH (i.E.)

1540

1595

1539

945

ν10−10a,5−5a,7−8,5a−9a,2−3,νOH,ωCH3,δ3H,δCOH (i.E.)

1582

1527

320

ν4a−5,5a−9a,8−9,9a−10,10a−1,2−3,δ3H9H,δCH3(i.E.)

1490

1523

1470

108

II atmend,ν9−9a,7−8,δ6H9H,δCH3 (i.E.)

1340

1382

1334

ν7−8,5a−9a,4a−10a,δ6H9H,γCH3 (i.E.)

1230

1286

1241

156

I atmend, ν4−4a,δ6H9H (i.E.)

1255

1211

ν4−4a,9−9a,δ6H9H,δCOH (i.E.)

1160

1229

1186

112

ν7−8,3−4,1−2,8−CH37−8−CH3,δ3H6H9H,δCOH (i.E.)

1202

1160

260

ν44−4a,9−9a, δ6H9H,δCOH (i.E.)

1060

1019

983

ωCH3

840

723

698

δ3H (a.E)

VII

Abbildung B.3. a) Wellenlängenabhängige Laserleistung im Vergleich mit dem b) Ionen-

„Depletion“ Signal von H+RF, c) dem korrespondierenen Fragmentionensignalen mit

m/z 243, 172, und 198 sowie d) dem resultierenden IRMPD Spektrum. Die Ionenintensitäten

sind auf den Maximalwert des Muttersignals (ohne Depletion) normiert. Für einen besseren

Überblick wird das Ionensignal von m/z 172, und 198 jeweils mit einem Offset von -2 % und

-4 % geplottet.

VIII

Abbildung B.4. Vergleich der experimentellen Fragmentspektren der Dissoziationskanäle

von H+RF mit m/z 243 (a) und (b) m/z 172, mit dem Fragmentationskanal m/z 172 der bei

der Dissoziation von H+LC zu beobachten ist. H+RF dissoziiert also in H+LC welches im sel-

ben Zyklus wieder in den Kanal m/z 172 dissoziiert. (Grafik adaptiert aus 163)

Tabelle B-3 Wasserstoff-Bindungslängen der protonierten RF Konformere aus Abbildung

II.3.5. (Tabelle adaptiert aus 163)

H+RF

H-Bindung

H Bindungslänge

H+RF-1β@N1

Cβ-O···H-N1

176

CβO-H···O(H)-Cδ

174

CδO-H···O(H)-Cε

208

H+RF-2γ@N1

Cγ-O···H-N1

180

CβO-H···O(H)-Cδ

180

CδO-H···O(H)-Cε

208

H+RF-2δ@N1

CδO-H···H-N1

171

CδO-H···O(H)-Cε

205

H+RF-1δ@N1

C δ-O···H-N1

173

H+RF-1γ@N1

C γ-O···H-N1

175

H+RF-1ϵ@N1

C ε-O···H-N1

178

H+RF-2@O2+

CβO-H···O(H)-Cδ

180

CδO-H···O(H)-Cε

208

H+RF-2ϵ@N1

C ε-O···H-N1

169

CγO-H···O(H)-Cδ

219

Tabelle B-4 Vergleich der Vibrationsfrequenzen für das berechnete H+RF-1β@N1 Isomer mit den experimentellen Übergangsfrequenzen in Abbildung II.3.3.

𝜈0 und 𝜈0−𝑠𝑘𝑎𝑙 sind die unskalierten und skalierten Frequenzen, die sich aus den Berechnungen ergeben (i.E. = in der Ebene, a.E. = aus Ebene heraus). Bei

der Bezeichnung „atmend“ dehnen bzw. stauchen sich alle Verbindungen eines Ringes gleichzeitig. (Grafik adaptiert aus 163)

Bande

𝜈𝐼𝑅𝑀𝑃𝐷

cm-1

𝜈0

cm-1

𝜈0−𝑠𝑘𝑎𝑙

cm-1

𝐼𝑛𝑡𝑒𝑛𝑠𝑖𝑡ä𝑡

km/mol

Zuordnung

1795

1856

1791

590

νC2=O,δ1H3H (i.E.)

1770

1834

1770

381

νC4=O,δ3H (i.E.)

1600

1643

1585

518

ν10−10a,5−5a,9−9a,6−7,δ1H,δ6H9H,δα−CH2 (i.E.)

1500

1556

1502

115

ν9−9a,4a−5,7−8,10a−1,δ1H,δ6H9H, δα−CH2 (i.E.)

1535

1481

ν7−8,5a−6,4a−10a,9−9a,δ1H6H9H,δCH3,δα−CH2 (i.E.)

1330

1370

1322

104

δrib (i.E.)

1366

1318

301

ν1−2,4−4a,10−10a,9−9a,6−7 ,δ1H6H9H,δCH3,δrib (i.E.)

1331

1284

180

ν5−5a,10−10a,10a−1,9−9a,7−8,δ6H9H,γα−CH3,δβ−CHC (i.E.)

1260

1282

1237

182

I atmend, ν1−2,4−4a,δ6H9H (i.E.)

1220

1253

1218

160

ν1−2,3−4,4a−10a,9−9a,7−8,δ3H6H9H ,δα−CH2 (i.E.)

1160

1198

1156

ν9a−10,5−5a,7−CH3,8−CH3,δ3H6H9H,γα−CH3,δrib (i.E.)

1050

1089

1051

νribC−OH,δrib (i.E.)

1075

1037

νribC−OH,δrib

1065

1028

νribC−C,δribCOH (a.E)

850

876

845

ν5−5a,10−α−C,δI,II,δ6H9H (i.E.),δ1H (a.E), δrib

750

808

780

δ1H (a.E.)

Abbildung B.5. Strukturen und relative Gibbs-Energien in kJ/mol der energetisch stabilsten

H+FMN@O2+ und H+FMN@N1 Konformere, welche auf dem Niveau von B3LYP/cc-pVDZ

berechnet werden.

XII

Tabelle B-5 Bindungslängen der Wasserstoffbrücken protonierter FMN Konformere aus

Abbildung B.5. (Tabelle adaptiert aus 163)

H+FMN

H-Bindung

H- Bindungslänge

[pm]

H+FMN-1PO-1@O2+

P=O···H-O2

158

CβO-H···O(H)-Cδ

185

Cγ-O···H=P

189

H+FMN-2PO-2@O2+

P=O···H-O2

155

CδO-H···O(H)-P

207

Cγ-O···O(H)-Cδ

214

CβO-H···O(H)-Cγ

221

H+FMN-2PO-1@O2+

P=O···H-O2

156

Cδ-O···H-N1

192

H+FMN-1PO-2@O2+

P=O···H-O2

153

CγO-H···O(H)-Cδ

217

CβO-H···O(H)-Cγ

219

H+FMN-2PO-3@O2+

P=O···H-O2

154

CγO-H···O(H)-Cδ

218

H+FMN-1δ@N1

Cδ-O···H-N1

172

CδO-H···O=P

187

H+FMN-2PO-4@O2+

P=O···H-O2

154

CγO-H···O(H)-Cδ

226

H+FMN-2PO-5@O2+

P=O···H-O2

158

CβO-H···O(H)-Cγ

224

CδO-H···O=P

196

H+FMN-2δ@N1

Cδ-O···H-N1

176

PO-H···O2

185

CβO-H···O(H)-Cγ

224

H+FMN-2PO-1@N1

P=O···H-N1

163

PO-H···O2

198

CγO-H···O(H)-Cδ

223

H+FMN-2β@N1

Cβ-O···H-N1

164

CβO-H···O=P

173

H+FMN-2PO-2@N1

P=O···H-N1

168

CβO-H···O(H)-Cγ

219

XIII

Tabelle B-6. Vergleich der berechneten Vibrationsfrequenzen des H+FMN-1PO-1@O2+ Isomers mit den experimentellen Übergangsfrequenzen in Abbildung

II.3.6. 𝜈0 und 𝜈0−𝑠𝑘𝑎𝑙 sind die unskalierten und skalierten Frequenzen, die sich aus den Berechnungen ergeben. (i.E. = in der Ebene, a.E. = aus Ebene her-

aus). Bei der Bezeichnung „atmend“ dehnen bzw. stauchen sich alle Verbindungen eines Ringes gleichzeitig. (Tabelle adaptiert aus 163)

Bande

νIRMPD

cm-1

ν0

cm-1

ν0−skal

cm-1

Intensität

km/mol

Zuordnung

1780

1838

1774

387

νC4=O,δ3H (i.E.)

1590

1638

1581

774

νC2=O,δ3H,ν10−10a,5−5a (i.E.)

1540

1601

1545

ν2−3,4a−10a,4a−5,5a−9a,7−8,δ6H9H,δC2OH,γα−CH3, (i.E.)

1589

1533

681

ν10−10a,2−3,5−5a,5−9a,7−8,δ3H,δC2OH δβ−CHC (i.E.)

1584

1529

918

ν1−2,2−3,4a−5,δ3H,δC2OH (i.E.)

1340

1385

1337

126

ν4a−10,5a−9,7−8,δ6H9H ,δα−CH2,δCH3 (i.E.)

1260

1298

1253

260

ν4a−10a,4a−10a,4−4a,7−8 ,δ6H9H,,δC2OH,δrib (i.E.)

1230

1254

1210

ν3−4,4−4a,5a−6,7−CH3,δ3H9H,δC2OH,δrib (i.E.)

1160

1156

1116

695

νP=O,ν5−5a,∗9a−10,3−4,δ3H6H,δC2OH,δrib (i.E.)

1138

1098

δC2OH,δrib

1122

1083

δribphos

1060

1094

1056

νrib,ν7−CH3,9a−10,3−4

1020

1051

1014

δPOH

930

985

950

164

νO−PO(OH)2,δribphos

958

924

246

δC2OH,δPOH

943

909

191

δC2OH,δribphos

935

803

124

δC2OH,δribphos

XIV

Abbildung B.6. Effekt der Protonierung auf die Vibrationsstruktur im Bereich der C=O

Streckfrequenzen sowie der Ringmoden. Dargestellt ist der Vergleich der berechneten

Spektren (B3LYP/cc-pVDZ) der neutralen Flavine mit den energetisch günstigsten protonier-

ten Isomeren von Lumichrom (a) LC und (b) H+LC@N5, Lumiflavin (c) LF und (d)

H+LF@O2+, Riboflavin (e) RF-2γ und (f) H+RF-2γ@N1 und Flavinmononukleotid (g) FMN-

2P und (h) FMN-2P@O2+. Beide C=O Moden können einfach voneinander unterschieden

werden. Die C2=O Bande A ist intensiver als die C4=O Bande B. Die durchgezogenen Li-

nien zeigen die Verschiebungen durch die Protonierung. A verschwindet für O2 protonierte

Flavine. Die Frequenzen sind mit 0,965 skaliert und die Strichspektren mit einer Halbwerts-

breite von 20 cm-1 gefaltet. (Grafik entnommen aus 163)

Abbildung B.7 Entwicklung der Veränderungen der NBO Ladung qpn von LC, LF RF und

FMN nach Protonierung zu H+LC@N5, H+LF@O2+, H+RF-1β@N1 und H+FMN-2PO-

1@O2+ (gepunktet) im Vergleich zur jeweiligen N1 protonierten Spezies H+LC@N10,

H+LF@N1, H+RF-1β@N1 und H+FMN-2PO-1@N1 (durchgezogene Linie) für verschiedene

Gruppen innerhalb der Flavinmoleküle. Chromophore (dunkelblau) stellt dabei die Summe

der NBO Ladungen aller Ringatome inklusive der beiden H Atome an C6 und C9 dar, 2xCH3

(grau) die der zwei Methylgruppen an den C7 und C8 Atomen und N10-R (lila) die aller Ato-

me des N10 Substituenten.O2 (blau), O4 (schwarz), N3-H (grün) und H+ (rot) stellen die

Werte für einzelne Atome dar. (Grafik entnommen aus 163)

XVI

Anhang C

Abbildung C.1. Laserleistung von FELIX bei der Aufnahme des Mg2+LC2, Li+LF, Cs+LF

Spektrums (blau) und anderer Metallionen-Flavin-Komplexe. (Nachdruck mit Erlaubnis von

Abbildung C.2. NBO Ladungsverteilung von LC (in me) berechnet auf dem Niveau von

B3LYP/cc-pVDZ (Nachdruck mit Erlaubnis von Referenz 165. Copyright (2014) American

Chemical Society)

XVII

Abbildung C.3. Vergleich der IRMPD Spektren von Li+LC mit den linearen Absorptions-

spektren, berechnet für verschiedenen Isomere auf dem B3LYP/cc-pVDZ Niveau. (oben)

Die zu den Spektren gehörenden Strukturen sind ebenfalls dargestellt (unten). (Nachdruck

XVIII

Abbildung C.4. Vergleich der IRMPD Spektren von Li+LC mit den linearen Absorptions-

spektren, berechnet für LC, iso-LC und den O4+ und O2 Isomeren der Li+-Komplexe, auf

dem Niveau von B3LYP/cc-pVDZ (oben). Die zu den Spektren gehörenden Strukturen sind

ebenfalls dargestellt (unten). (Nachdruck mit Erlaubnis von Referenz 165. Copyright (2014)

American Chemical Society)

XIX

Abbildung C.5. Gibbs-Energie (oben) aufgetragen über den inversen Ionenradius für

Mq+LCn mit n =1,2 sowie M = Li–Cs (blau/gefüllt), Ag (blau/Kreis) Mg (rot/Quadrat) sowie

H+LC (grün) für die entsprechenden O4+ (links) sowie O2 Isomere (rechts). In der Mitte ist

die Differenz der Gibbs-Energien zwischen den O2 und O4+ Isomeren aufgetragen. In den

unteren Bildern ist die resultierende Ladung des Substituenten (M+ bzw. H+) nach Bindung

an LC dargestellt. Für alle Bilder gilt der gleiche Farbcode wie für die oberen beiden Bilder.

(Nachdruck mit Erlaubnis von Referenz 165. Copyright (2014) American Chemical Society)

Abbildung C.6. Ausgesuchte strukturelle Parameter (Bindungsabstände R und Winkel α)

aufgetragen über den inversen Ionenradius für Mq+LCn mit n =1 und 2 sowie M = Li–Cs

(blau/gefüllt), Ag (blau/Kreis) Mg (rot/Quadrat) sowie H+LC (grün) für die entsprechenden

O4+ (links) und O2 Isomere (rechts). (Nachdruck mit Erlaubnis von Referenz 165. Copyright

(2014) American Chemical Society)

XXI

Abbildung C.7. Ausgesuchte Schwingungsparameter (Schwingungsfrequenz υ und Intensi-

tät I) aufgetragen über den inversen Ionenradius für Mq+LCn mit n =1 und 2 sowie M = Li–Cs

(blau/gefüllt), Ag (blau/Kreis) Mg (rot/Quadrat) sowie H+LC (grün) für die entsprechenden

O4+ (links) und O2 Isomere (rechts). (Nachdruck mit Erlaubnis von Referenz 165. Copyright

(2014) American Chemical Society)

XXII

Abbildung C.8. Strukturen der I und N10 Isomere von Li+LF (Nachdruck mit Erlaubnis von

Abbildung C.9. IRMPD Spektrum von Li+LF im Vergleich zu den linearen Absorptionsspek-

tren aller gefundenen stabilen Isomere (berechnet mit B3LYP/cc-pVDZ). Freie Energien im

Bezug zum stabilsten Isomer sind in kJ/mol angegeben. (Nachdruck mit Erlaubnis von Refe-

XXIII

Abbildung C.10. IRMPD Spektrum von Na+LF im Vergleich zu den linearen Absorptions-

spektren aller gefundenen stabilen Isomere (berechnet mit B3LYP/cc-pVDZ). Freie Energien

im Bezug zum stabilsten Isomer sind in kJ/mol angegeben. (Nachdruck mit Erlaubnis von

Abbildung C.11 Lineare Absorptionsspektren für Rb+LF (berechnet mit B3LYP/cc-pVDZ).

Freie Energien im Bezug zum stabilsten Isomer sind in kJ/mol angegeben. (Nachdruck mit

XXIV

Abbildung C.12. IRMPD Spektrum von Cu+LF im Vergleich zu den linearen Absorptions-

spektren aller gefundenen stabilen Isomere (berechnet mit B3LYP/cc-pVDZ). Freie Energien

im Bezug zum stabilsten Isomer sind in kJ/mol angegeben. (Nachdruck mit Erlaubnis von

Abbildung C.13. IRMPD Spektrum von Ag+LF im Vergleich zu den linearen Absorptions-

spektren aller gefundenen stabilen Isomere (berechnet mit B3LYP/cc-pVDZ). Freie Energien

im Bezug zum stabilsten Isomer sind in kJ/mol angegeben. (Nachdruck mit Erlaubnis von

XXV

Abbildung C.14. Lineare Absorptionsspektren für Au+LF (berechnet mit B3LYP/cc-pVDZ).

Freie Energien im Bezug zum stabilsten Isomer sind in kJ/mol angegeben. (Nachdruck mit

Tabelle C-1. Fragmentionenkanäle, die bei der IRMPD von M+LF entstehen.

Massenkanal des Fragments [m/z]

Li+LF

186, 192, 194

Na+LF

23, 105, 108, 187

K+LF

39, 113

Cs+LF

133

Cu+LF

276, 278

Ag+LF

107,109,292,320,322

XXVI

Abbildung C.15. Gibbs-Energie (oben) aufgetragen über den inversen Ionenradius für M+LF

mit M = Li–Cs (blaue Kreisfläche), Cu–Au (rote Kreisfläche) sowie deren Differenzen vonei-

nander (rote Kreisfläche) für die entsprechenden O4+ (links) sowie O2+ Isomere (rechts). In

der Mitte ist die Differenz der Gibbs-Energien zwischen den O2 und O4+ Isomeren aufge-

tragen. In den unteren Bildern ist die resultierende Ladung der Metallionen nach Bindung an

LF dargestellt. Für alle Bilder gilt der gleiche Farbcode wie für die oberen beiden Bilder.

XXVII

Abbildung C.16 Ausgesuchte Strukturparameter der O4± und O2± Isomere von M+LF mit

M = Li–Cs (blaue Kreise) und M = Cu–Au (rote Kreise) als Funktion des inversen Ionenra-

dius des Metallions. Gefüllte (offene) Kreise stehen für Daten der O4+ und O2 (O2+) Isome-

re. Gefüllte (offene) rote Kreise entsprechen Daten der O4+ und O2+ (O4- und O2-) Isome-

ren.

XXVIII

Abbildung C.17 Ausgesuchte Vibrationsparameter (C=O Streckschwingung) der O4± und

O2± Isomere von M+LF mit M = Li–Cs (blaue Kreise) und M = Cu–Au (rote Kreise) als Funk-

tion des inversen Ionenradius des Metallions. Gefüllte (offene) Kreise stehen für Daten der

O4+ und O2 (O2+) Isomere. Gefüllte (offene) rote Kreise entsprechen Daten der O4+ und

O2+ (O4- und O2-) Isomeren.

XXIX

Abbildung C.18.Gemessene IRMPD Spektren für M+RF mit M = Li, Na und Cs. Die Spek-

tren für Cs+RF und Li+RF wurden bei CLIO gemessen, die von Na+RF bei FELIX.

XXX

Anhang D

Abbildung D.1. VISPD Spektren von a) Li+LC und b) Na+LC aufgenommen bei einer 22-Pol

Fallentemperatur von 25 K. Der Laserbeschuss erfolgte im ReTOFMS Beschleunigungsbe-

reich.

XXXI

Abbildung D.2 UVPD. Spektren von a) K+LC und b) Rb+LC und c) Cs+LC aufgenommen bei

einer 22-Pol Fallentemperatur von 25 K. Der Laserbeschuss erfolgte im ReTOFMS Be-

schleunigungsbereich.

XXXII

Abbildung D.3. Darstellung der Molekülorbitale des S0 Zustandes die beim S1←S0 Über-

gang beteiligt sind. Zwischen den hier gezeigten 𝜋 Orbitalen findet der elektronische Über-

gang durch eine 𝜋−𝜋∗ Wechselwirkung angeregt wird.