Caítulo 3 Caracterização da dessorção induzida or laser ultravioleta Neste caítulo é aresentado um modelo térmico ara descrever a evolução do lasma gerado or dessorção laser de olicristais de iodeto de césio nos rimeiros instantes de sua exansão ao vácuo. Um novo método é roosto ara determinar a velocidade inicial dos íons dessorvidos de dois sólidos de constituições bem diferentes em função da intensidade do laser: um filme de olicristais de CsI e um deósito de moléculas de insulina disersas numa matriz de ácido α-ciano-4-hidroxicinâmico (ACHC). 3.1 Introdução A dessorção de sólidos é um fenômeno em que articiam vários rocessos físicos, tanto na fase condensada como na fase vaor do material. Na fase condensada é necessário considerar a reflexão e a absorção da radiação laser elo sólido, assim como a condução térmica (durante e aós a transferência de calor ela radiação) e a sublimação arcial do sólido. Iniciada a mudança de fase, começa a absorção e a reflexão da radiação laser elo vaor formado: este reduz a intensidade do laser (fluxo energético) que chega ao sólido, mas causa, or sua vez, o seu rório aquecimento e ionização. A grande ressão no lasma rovoca a sua ráida exansão, diminuindo a densidade e a temeratura. Vários esforços foram realizados ara descrever o rocesso de ablação laser: i) modelos analíticos, baseados na absorção auto-regulada or meio do rocesso inverso de bremsstrahlung [28], modelos que funcionam bem quando a intensidade do lasma é suficientemente elevada ara ionizar comletamente o lasma nos rimeiros instantes do ulso; ii) modelos onde a absorção reduz a quantidade de material extraído [29] (sem considerar o aquecimento ou evaoração na fase
Caítulo 3: Caracterização da dessorção induzida or laser ultravioleta 33 gasosa); iii) modelos que consideram a fotoabsorção (fotoionização dos estados excitados) e rocessos de colisão que conduzem a formação de um lasma [30]; iv) modelos que incluem a diminuição da radiação elo rocesso inverso de bremsstrahlung [31]; e v) modelos numéricos que consideram o aquecimento e a evaoração do sólido, assim como o aquecimento, a ionização e a exansão do vaor formado [32]. Os rinciais métodos ara medir as velocidades iniciais são: i) método de fotoionização [33], ii) método da zona livre de camo [34], iii) método do eselho eletrostático [35, 36], iv) método direto [37], v) método das lacas eletrostáticas defletoras [38] e vi) método de extração retardada [19, 21]. Os três últimos baseiam-se na esectrometria de massa que, como técnica de diagnóstico do lasma, tem a caacidade de fornecer simultâneamente informações da comosição do lasma e da dinâmica dos íons gerados. O método de extração retardada ermite acomanhar a evolução da velocidade dos íons de uma dada massa, fornecendo os valores das velocidades dos íons em diferentes momentos da exansão do lasma. 3.2 Modelo térmico de dessorção de olicristais de CsI No modelo em questão, o tratamento numérico da geração, da evolução térmica e da exansão do lasma foi realizado em três etaas: aquecimento do sólido, interação da radiação laser com o lasma formado e dinâmica dos íons Cs + dentro do esectrômetro de massa. A velocidade de roagação do lasma é considerada constante aós a irradiação laser (não se considera a exansão adiabática). 3.2.1 Aquecimento do sólido antes da sublimação Ao enetrar no sólido, a radiação é absorvida e sua intensidade decresce com a rofundidade x, segundo a lei I = I o ex(-k a x). O diâmetro da região irradiada elo ulso laser é de aroximadamente 50 µm, comrimento muito maior que a rofundidade de enetração do laser de nitrogênio (λ = 337 nm) dentro de alvos
Caítulo 3: Caracterização da dessorção induzida or laser ultravioleta 34 olicristalinos de CsI (k -1 a = 0,25 µm, medido exerimentalmente). A título comarativo, valores de k -1 a = 0,12 µm encontram-se reortados na literatura ara cristais de CsI [39]. A região irradiada assemelha-se ois a um cilindro de base muito maior que a altura, fato que justifica o uso da equação unidimensional de difusão do calor ara a descrição da evolução temoral e em rofundidade da temeratura do sólido: T t x T x kax ρ C = ( K ) + (1 R) kaie (3.1) onde ρ, C, k, K, e R são a densidade, o calor esecífico, o coeficiente de absorção, a condutividade térmica e a reflexão do material, resectivamente. Tomando como valores característicos ρ = 4,51 g cm -3, C = 0,173 J g -1 K -1, K = 1,05 10 2 Wcm -1 K -1, -1 k a = 0,25 µm, I = 7,6 10 8 W cm -2 e R lt = 0,04 [40], a temeratura da suerfície T s cresce quase linearmente a artir da temeratura inicial T o = 300 K até a temeratura de ebulição do CsI T b = 774 K (a 10-6 mbar) em 4,5 10-3 ns, intervalo de temo que é quase três ordens de grandeza inferior à duração do ulso laser (< 4 ns ara lasers de nitrogênio). Neste intervalo de temo (4,5 10-3 ns), a temeratura dentro do cristal decresce exonencialmente em função da rofundidade x, indicando que o rocesso de difusão é muito mais lento que o rocesso de deosição de energia. A temeratura do sólido alcançaria valores de 10 5 K se não ocorresse nenhuma mudança de fase até o final do ulso de radiação laser, evidenciando que a emissão de material aquecido é inevitável dentro deste laso de temo. 3.2.2 Sublimação, ionização e aquecimento do vaor Dois rocessos de aquecimento do lasma são considerados neste modelo, o rocesso inverso de bremsstrahlung e a ionização multifotônica (Anexo B). Cálculos realizados mostram que o aquecimento elo rocesso inverso de
Caítulo 3: Caracterização da dessorção induzida or laser ultravioleta 35 bremsstrahlung [41,42] é desrezível; ao contrário, o rocesso de ionização multifotônica resulta ser redominante. Para descrever o rocesso de absorção da radiação laser através de um modelo simles, considera-se a mesma seção eficaz de absorção ara átomos e íons: * 3 1/ 2 7 18 E,9 10 * I I H hν EI σ = (3.2) onde I é o otencial de ionização ara o hidrogênio e * H E I é a energia de ionização tíica ara estados excitados que odem ser ionizados (ver Aêndice B). Considera-se * E I igual à energia dos fótons do laser hυ. A energia dos fótons de 17 2 λ = 337 nm é de 3,68 ev, dando como resultado σ = 1,5 10 cm. A temeratura da suerfície do sólido, sem levar em conta a difusão térmica ara o interior deste, varia com o temo da seguinte forma [43]: t L f ka Ts ( t) = T0 + I s τ dτ C ρc ( ) (3.3) 0 onde I s é o fluxo de energia na suerfície no instante τ e L f é o calor de fusão. Definindo N como a densidade média e l a esessura do lasma, então I s reresenta o balanço de três contribuições: irradiação elo laser (atenuado elo lasma), irradiação do lasma e resfriamento or vaorização. σ Nl d( Nl) I s = ( 1 Rl )(1 Rlt ) I l ex( ) + (1 R t ) I Lv (3.4) cosθ dt aqui I l é a intensidade do laser, θ é o ângulo de incidência do laser, I 4 = σt (1 ex( σ Nl)) é a intensidade de emissão do lasma, σ é a constante de Stefan-Boltzman, R l é o coeficiente de reflexão do lasma, R t é o coeficiente de reflexão do sólido da irradiação do lasma e L v é o calor de vaorização or átomo. O fluxo de artículas que assam à fase gasosa é dado or: d( Nl) Lv 1 1 m = Pv ( Tb ) ex ( ) (3.5) dt k Tb Ts 2π kbts onde k b é a constante de Boltzmann e m a massa das artículas emitidas. A ressão de vaor P v (T b ) é controlada ela equação de Clausius-Clayeron [44, 45]. O material evaorado é adicionado ao lasma a uma temeratura igual a T s. A temeratura do lasma é dada ela equação de balanço entre a energia absorvida
Caítulo 3: Caracterização da dessorção induzida or laser ultravioleta 36 da radiação laser e a energia erdida or emissão do lasma; conseqüentemente, a taxa de variação de temeratura do lasma obedece à exressão: 2 d( kbt ) M a 1 Nlγ ( Z + 1) + dt 2 γ ( γ 1) σ Nl = Il 1 + Rlt (1 Rl )ex( ) 1 (1 R cos θ l σ Nl )ex( ) (2 R cosθ l R t ) I (3.6) onde M a é o número de Mach do fluído do lasma e de acordo com Phis et al [28], foi considerado igual à unidade. Foi considerada a fração de calor esecífico γ = 1,33. O rimeiro termo da direita reresenta a energia acrescentada ela radiação laser (entrada e saída) e o segundo termo as erdas or emissão do lasma (fronteiras laser-lasma e lasma-alvo). Suondo que o lasma se exanda ao vácuo com a velocidade do som, a velocidade com que a sua esessura aumenta é dada or: dl ( Z +1) kbt = γ (3.7) dt m As equações (3.3-3.6) que descrevem a evolução da temeratura da suerfície e do material evaorado foram resolvidas numericamente. Nos cálculos foram utilizados os valores R l = 0,25 e L f = 90,8 J g -1 [43] e os rogramas utilizados encontram-se no Anexo C. As revisões do modelo foram estabelecidas ara quatro intensidades da radiação laser (I 01 - I 04 ), ara osterior comaração com os resultados exerimentais. Os cálculos foram realizados considerando que o ulso de radiação laser tem a forma gaussiana I s (t)=i o ex[-(t-t max ) 2 /t 2 o ] (Figura 3.1a), com os valores numéricos t o = 2,2 ns e t max = 10 ns. A evolução da temeratura da suerfície do sólido T s (Figura 3.1b) mostra o ráido incremento de temeratura, o que faz com que T s >> T b. A evolução das artículas dessorvidas (Figura 3.1c) segue aroximadamente a forma do ulso de radiação laser. Ao acabar o ulso de radiação laser, mais de 90 % do lasma já foi formado. A temeratura do lasma (Figura 3.1d) alcança valores até 20 vezes sueriores aos da suerfície do sólido. A evolução da temeratura do sólido é raticamente a mesma nas quatro intensidades de radiação laser estudadas, inclusive ara variações de intensidade da radiação laser de até um fator 2. A variação de intensidade do laser estudada
Caítulo 3: Caracterização da dessorção induzida or laser ultravioleta 37 (I 01-04 = 2,7, 1,6, 1,9 e 1,5 GW cm -2 ) imlica em variações de até 10% da temeratura do lasma e 30% na quantidade de material evaorado. Este tio de comortamento mostra a caacidade de auto-regulação do lasma e deve-se: 1) à ressão de vaor, que controla a velocidade de sublimação, 2) à emissão radiativa do lasma e 3) ao fato da refletividade do lasma aumentar com o aumento da intensidade do laser. 3.0 I 01 I 01 Intensidade (10 9 W cm -2 ) 2.5 2.0 1.5 1.0 0.5 I 02 I 03 I 04 T S (10 3 K) 5 4 3 2 1 I 02 I 03 I 04 a) 0.0 4 6 8 10 12 14 16 Temo (ns) b) 4 6 8 10 12 14 16 Temo (ns) 12 I 01 I 01 d(nl)/dt (10 14 atom cm -2 s -1 ) 10 8 6 4 2 I 02 I 03 I 04 T P (10 3 K) 140 120 100 80 60 40 I 02 I 03 I 04 20 c) 0 4 6 8 10 12 14 16 Temo (ns) d) 0 4 6 8 10 12 14 16 Temo (ns) Figura 3.1. Predições do modelo térmico de ablação. Evolução temoral de: a) intensidade do ulso de radiação laser (I 01 - I 04 ), b) temeratura da suerfície do sólido (T s ), c) fluxo de artículas evaoradas (dnl/dt) e d) temeratura do lasma (T ).
Caítulo 3: Caracterização da dessorção induzida or laser ultravioleta 38 As altíssimas temeraturas observadas na Figura 3.1 ara a temeratura do lasma (~10 5 K) são atribuídas à suerestimada seção de choque de fotoionização e a se ter considerado homogênea a densidade de material evaorado (N), quando na realidade existe um gradiente de temeratura dentro do lasma. 3.2.3 Dinâmica dos íons no esectrômetro de massa Esta etaa começa durante a deosição de energia no lasma ela radiação laser, ois a movimentação iônica ocorre a artir de ico segundos. Suõe-se que o lasma evolua com velocidade de roagação dada elo centro de massa e que ela ermaneça constante até o camo extrator ser ativado. Pode-se então estimar a temeratura do lasma ela análise da forma do ico de temo de vôo quando o camo extrator é ativado. Os arâmetros de entrada ara o cálculo de simulação são a velocidade de roagação e a osição do centro de massa. Considera-se como velocidade de roagação do lasma aquela calculada a artir da temeratura do lasma no momento em que termina a radiação laser. As velocidades de roagação do lasma (v ) ara as intensidades de laser (I 01 - I 04 ) utilizados foram de: 1390, 1384, 1357 e 1330 m/s, resectivamente. Nesta aroximação não é considerada a emissão de material do sólido aós o ulso laser ter se extinguido. No modelo é suosto que a densidade do lasma seja constante e, desta forma, a osição do centro de massa ode ser também determinada ela equação (3.7). Em todos os casos, a osição calculada do centro de massa aós acabar o ulso de radiação laser foi de cerca de 11 µm da suerfície do sólido. A distribuição de velocidades axiais ara a simulação do acote de íons evoluindo foi definida como uma função do tio gaussiana deslocada: 2 m( v v) P = P0 ex( ) (3.8) 2k T b cr onde T cr é o arâmetro livre que controla a largura do sinal de temo de vôo. Esta grandeza reresenta a temeratura do lasma em exansão, onde o centro de massa se movimenta com velocidade v. Na simulação dentro do esectrômetro de massa,
Caítulo 3: Caracterização da dessorção induzida or laser ultravioleta 39 foi considerada a influência do camo de fuga através das grades que delimitam as regiões de aceleração [25, 26]. A Figura 3.2 mostra a simulação do ico de temo de vôo dos íons Cs + ara dois valores de retardo. Para retardos curtos (alguns nano segundos) existe uma boa corresondência entre o ico exerimental e a simulação. Para retardos maiores, a comonente ráida do ico de temo de vôo é bem descrita, orém não o é a comonente lenta (cauda à direita do ico de temo de vôo). Para descrever a comonente lenta seria necessário incluir a interação do lasma com a suerfície do sólido aós acabar o ulso de radiação laser e as colisões na luma durante a exansão adiabática do lasma. 0.8 0.7 I 04 =1.5 G W cm -2 τ = 3 ns 1.2 1.1 1.0 I 03 =1.9 G W cm -2 τ = 153 ns Rendimento 0.6 0.5 0.4 0.3 Exerimental Modelo Rendimento 0.9 0.8 0.7 0.6 0.5 0.4 Exerimental Modelo 0.2 0.3 0.2 0.1 0.1 3.72 3.74 3.76 3.78 3.80 3.82 3.84 3.86 3.88 3.90 3.92 a) TOF (µs) b) TOF (µs) Figura 3.2. Simulação do ico de temo de vôo dos íons Cs + ara valores de intensidade de ulso de radiação laser e retardos de: a) I 04 = 1,5 GWcm -2 e τ = 3 ns e b) I 03 = 1,9 GWcm -2 e τ = 153 ns. A evolução da temeratura do lasma é acomanhada através da variação de T cr em função do temo (Figura 3.3). Os resultados mostram que a variação da intensidade do ulso de radiação laser não afeta dramaticamente a evolução da temeratura do lasma, evidenciando uma vez mais o caráter auto-regulador do rocesso de ablação laser. A diminuição do arâmetro T cr em função do temo é eserada num rocesso de exansão ao vácuo. O modelo térmico aresentado descreve os momentos iniciais da interação e da exansão do lasma gerado ela incidência da radiação laser sobre um sólido. Melhorias no modelo, tais como a inclusão de uma descrição tridimensional, a
Caítulo 3: Caracterização da dessorção induzida or laser ultravioleta 40 suosição de uma luma inhomogênea e a descrição adiabática da exansão, forneceriam resultados mais realistas ara temos de retardo maiores. Outra vantagem dessa análise mais comleta é a revisão das distribuições angulares e sua comaração com resultados exerimentais. 8 I 01 T cr (10 3 K) 7 6 5 4 I 02 I 03 I 04 3 0 30 60 90 120 150 180 τ (ns) Figura 3.3. Evolução temoral da temeratura do lasma (T cr ) em função do temo de retardo na extração, de acordo com o rocedimento utilizado na Figura 3.2. 3.3 Método ara determinar a velocidade inicial aós o regime de colisão Com o início da incidência do ulso de radiação laser, começa o rocesso de ablação caracterizado ela exansão do lasma ao vácuo. Neste rocesso, a temeratura do lasma diminui até que o equilíbrio térmico deixe de existir. Podese então considerar que os íons evoluam livremente com uma velocidade inicial (v o ) a artir de uma certa distância da suerfície do alvo (d o ). Na ausência de colisões na luma, a velocidade axial inicial dos íons dessorvidos deve ser a mesma, indeendente do retardo alicado. Na ablação, os íons são emitidos referencialmente na direção erendicular à suerfície do sólido (axial); contudo devido às colisões no lasma durante a exansão, a velocidade radial aumenta e a velocidade axial diminui rogressivamente até o início do regime de exansão livre, quando então ermanecem constantes.
Caítulo 3: Caracterização da dessorção induzida or laser ultravioleta 41 Como o número de artículas dessorvidas e a temeratura do lasma deendem da intensidade do laser, as condições ara o início do regime de exansão livre também deenderão. Os íons secundários dessorvidos não devem sofrer a ação do camo elétrico externo (devido ao efeito de blindagem do lasma) enquanto não for atingida a exansão livre à distância d o (I) da suerfície do alvo (esessura do lasma). Com estas considerações é ossível modelar a evolução do temo-de-vôo em função da intensidade do laser incluindo a deendência d o (I) na equação de temo-de-vôo, que assa a ser: TOF(d o (I),τ, v o ) = d o (I) + TOF (τ, v o ) (3.9) onde TOF (τ, v o ) é equivalente a exressão (2.8) da seção 2.4.2, com a substituição de d 1 elo d o (I). Dois casos foram analisados: os íons gerados durante a incidência de um ulso de radiação laser sobre olicristais de CsI e sobre insulina em uma matriz de ACHC. 3.3.1 Regime de colisão em olicristais de CsI As características dos olicristais de CsI odem ser vistas na seção 5.2.2. Três esécies foram estudadas ara duas intensidades do laser: os íons Cs +, (CsI)Cs + e (CsI) 2 Cs +. A Figura 3.4 mostra a evolução do ico de temo-de-vôo menos o retardo (TOF - τ) destas três esécies ara duas intensidades de laser (I 1 = 0,92 GWcm -2 e I 2 = 2,16 GWcm -2 ). O resente cenário é roosto ara exlicar os resultados da simulação dos icos de temos de vôo mostrados na Tabela 3.1. Durante o rocesso de radiação laser (or vários ns), o material na suerfície aquecida do sólido sublima formando um lasma muito quente constituído or elétrons e or esécies atômicas neutras e ionizadas. O material ejetado afasta-se da suerfície do sólido em forma de uma onda lana, que ode ser dividida em três regiões: a) a região frontal ou externa formada elas artículas mais ráidas; b) a região central, caracterizada or uma alta ressão no lasma, caaz de roduzir aglomerados e c) a região interna ou confinada, erto da suerfície, com densidade, temeratura e abundância menores em relação à segunda região. Neste cenário, os íons atômicos Cs + existem nas três regiões do lasma, orém quanto maior for o tamanho do aglomerado (CsI) n Cs +,
Caítulo 3: Caracterização da dessorção induzida or laser ultravioleta 42 mais estreita será sua distribuição em torno do lano mediano da 2ª região (centro do lasma). TOF-τ (ns) TOF-τ (ns) TOF-τ (ns) 19640 19620 19600 15300 15280 15260 8980 8960 8940 (CsI) 2 Cs + (CsI)Cs + Cs + I 2 >I 1 I 1 I 2 >I 1 I 1 I 2 >I 1 I 1 200 220 240 260 280 300 320 340 360 380 400 420 440 τ (ns) Figura 3.4. Valores de TOF-τ, em função de τ, ara os íons (CsI) n Cs + (n = 0-2). As intensidades da radiação laser são: I 1 = 0,92 e I 2 = 2,16 GWcm -2.Note que os valores corresondentes a cada uma das intensidades estão sistematicamente sueriores ao da outra. m [u] v 0 [m/s] d 0 [µm] I 1 I 2 > I 1 I 1 I 2 > I 1 Cs + 133 1117 ± 270 1052 ± 260 635 ± 42 520 ± 40 (CsI) 1 Cs + 393 646 ± 175 661 ± 180 198 ± 12 206 ± 10 (CsI) 2 Cs + 653 455 ± 150 516 ±140 68 ± 11 82 ± 14 Tabela 3.1. Distâncias da suerfície do alvo (d o ) e velocidades iniciais (v o ) dos íons (CsI) n Cs + (n = 0-2), obtidas elo método roosto a artir da arametrização dos esectros de temo-de-vôo. As intensidades da radiação laser são: I 1 = 0,92 e I 2 = 2,16 GWcm -2. As artículas das diferentes esécies ionizadas mais afastadas da suerfície do alvo (íons mais ráidos) geram o lado esquerdo do ico de temo-de-vôo: elas se exandem na fronteira da luma com equena taxa de colisão e, com o aumento da
Caítulo 3: Caracterização da dessorção induzida or laser ultravioleta 43 intensidade do laser, sua velocidade e seu número aumentam. Porém, este comortamento não é homogêneo: à medida que os íons ficam róximos da região central, sofrem mais colisões com o núcleo do gás (agregados mais esados) durante sua exansão, e diminuem sua velocidade axial (ver Tabela 3.1). Os aglomerados mais esados, essencialmente (CsI) 2 Cs + neste caso, são formados or condensação na região central da nuvem e são muito sensíveis à intensidade da radiação laser. Necessitam um temo tíico de 150 ns ara alcançar o regime de exansão livre, deois do qual não são mais formados. Os valores de d o (I) e v o (I) aumentam com o aumento da intensidade do laser e estão relacionados com a diminuição do número das esécies menores que ossuem velocidades maiores. Os íons mais leves, Cs + e (CsI)Cs +, resentes na região confinada sofrem o maior número de colisões, aroximando-se do equilíbrio termodinâmico, o que exlica que suas velocidades sejam maiores do que as da esécie (CsI) 2 Cs +. Como eles ermanecem juntos or um intervalo de temo maior (300-600 ns), a distância que recisam ercorrer ara alcançar a exansão livre é também maior (d o (I) 200-600 µm). A grande abundância dos íons Cs + na região confinada ode também exlicar seu comortamento eculiar, onde os valores médios de v o e d o (I) diminuem com o aumento da intensidade da radiação laser. Os íons (CsI)Cs + mostram um comortamento intermediário entre os íons Cs + e (CsI) 2 Cs +. 3.3.2 Regime de colisão em dessorção laser assistida or matriz Uma das rinciais alicações da ablação laser na análise de moléculas biológicas é a dessorção assistida or matriz (MALDI). Neste tio de sistema, utiliza-se uma matriz que absorva a radiação laser, de eso molecular baixo e que seja doadora de rótons ara ionizar a macromolécula de interesse (analito). Como caso característico ara o estudo do regime de colisão foi utilizada a incidência de um ulso de radiação laser sobre um alvo de insulina em uma matriz de ácido α- ciano-4-hidroxicinâmico (ACHC). Inicialmente rearou-se uma solução saturada de ACHC em acetonitrila / água (7:3 v/v). Utilizou-se uma concentração do analito (insulina) de 1,1 g/l, e o
Caítulo 3: Caracterização da dessorção induzida or laser ultravioleta 44 solvente emregado foi uma solução aquosa 0,3 % de ácido trifluoracetico (TFA). Os alvos foram rearados utilizando o método da gota seca (dried drolet method [46]) ingando 1 µl da mistura de 10 µl da solução do analito em 100 µl da solução da matriz. Motivado ela equação (2.11), na Figura 3.5 é mostrada a evolução de TOF-τ, isto é, o temo de vôo da insulina ionizada (TOF) menos o temo de retardo τ, ara várias intensidades de laser, em função de τ. 15690 TOF-τ (ns) 15660 15630 15600 I [GWcm -2 ] 1.5 1.3 1.1 0.9 300 400 500 600 τ (ns) Figura 3.5. Valores de TOF-τ, em função de τ, dos íons de insulina (M+H) + ara diferentes intensidades da radiação laser I (as unidades são GWcm -2 ). As distâncias d o (I) e as velocidades iniciais v o (I) são mostradas na Tabela 3.2 e comaradas com as velocidades revistas elo método de Vestal (seção 2.4.2). Os valores calculados elo método de Vestal são maiores do que os calculados no modelo roosto, uma vez que o modelo de Vestal considera que os íons odem ser acelerados elo camo elétrico extrator (externo) mesmo quando a densidade do lasma é muito alta (ois não considera a blindagem do lasma). Os valores reortados na literatura utilizando o método de Vestal não têm esecificados a intensidade da radiação laser utilizada [19, 21] e são menores do que os valores calculados neste trabalho. Nas referências [19, 21], encontrou-se v o = 311 m/s, róximo aos valores corresondentes à irradiação laser de menor intensidade.
Caítulo 3: Caracterização da dessorção induzida or laser ultravioleta 45 I [GWcm -2 ] v o [m/s] v o [m/s] d 0 [µm] Método de Vestal Método roosto 0.9 404±122 362±110 50±15 1.1 643±95 573±85 75±11 1.3 633±35 576±32 115±6 1.5 442±196 414±184 180±20 Tabela 3.2. Distâncias da suerfície do alvo (d o ) e velocidades axiais iniciais (v o ) dos íons de insulina (M+H) + obtidas elo método de Vestal e a artir da arametrização da evolução dos icos de temo-de-vôo. Os valores de d o (I) aumentam linearmente em função da intensidade do laser incidente (ver Figura 3.6). A extraolação destes valores fornece I limiar = 0,69 GWcm -2 como a densidade de energia mínima ara observar a ionização de moléculas de insulina numa matriz de ACHC. 200 150 d 0 (µm) 100 50 0.69 0.6 0.9 1.2 1.5 Intensidade do Laser [GWcm -2 ] Figura 3.6. Distância da suerfície do alvo (d o (I)) onde começa o regime de exansão livre ara diferentes intensidades do laser na dessorção de moléculas de insulina numa matriz de ACHC.
Caítulo 3: Caracterização da dessorção induzida or laser ultravioleta 46 Para as intensidades de radiação laser de I = 1,1-1,3 GWcm -2 não são observadas diferenças significativas no valor de v o. No caso de I = 1,5 GWcm -2, o efeito das erdas de energia cinética or colisões é observado, assim como a redução da intensidade do ico de insulina (M+H) +. Para intensidades de radiação laser sueriores ao último valor, desaarece o ico de insulina (M+H) + e o aumento da intensidade da radiação laser se reverte em colisões, desexcitações e fragmentações da molécula de insulina. 3.4 Conclusões A dessorção laser ultravioleta em dois materiais distintos foi descrita neste caítulo: a dessorção induzida or laser de materiais uros (LDI) e aquela em que o material de interesse está imerso em uma matriz (assistida or matriz ou MALDI). O rocesso de dessorção foi caracterizado ela medição das distribuições de velocidades dos íons dessorvidos e sua modelagem. O exerimento realizado ossibilitou a medição da distribuição dos íons dessorvidos utilizando a técnica de temo-de-vôo com extração retardada ara os rimeiros instantes da exansão ao vácuo. Cabe destacar que, ao nosso conhecimento, a medição das distribuições iniciais com temos de retardos entre 0 e 180 ns foi reortada ela rimeira vez no resente trabalho [47, 48]. Somente é ossível realizar tais medidas usando uma configuração como a que aqui foi desenvolvida, uma vez que os aarelhos convencionais ossuem retardos intrínsecos sueriores a 180 ns. Na dessorção induzida or laser LDI, o modelo térmico roosto descreve satisfatoriamente os rocessos fundamentais envolvidos: i) o aquecimento e a evaoração do sólido or ionização multifotônica, ii) o aquecimento, a ionização, a exansão e a emissão do vaor formado. Sem considerar o rocesso de exansão adiabática ao vácuo, foram calculadas as velocidades iniciais e a osição do centro de massa do lasma em função da intensidade do laser ao findar o ulso de radiação laser. Com estes últimos valores, foi determinada a temeratura média do lasma através da simulação dos esectros de temo-de-vôo ara distintos temos de retardo. O modelo térmico aresentado descreve satisfatoriamente os momentos iniciais da interação e da exansão do lasma gerado ela incidência da radiação
Caítulo 3: Caracterização da dessorção induzida or laser ultravioleta 47 laser sobre um sólido [47, 48]. Melhorias no modelo, tais como a inclusão de uma descrição tridimensional, a suosição de uma luma inhomogênea e a descrição adiabática da exansão, deverão fornecer resultados mais realistas ara temos de retardo maiores. O novo método roosto ara determinar as velocidades iniciais dos íons gerados durante a dessorcão laser aós o regime de colisão foi satisfatoriamente alicado nos dois tios de dessorção: - LDI (Laser Desortion Ionization), onde foi descrita a dinâmica dos íons (CsI) n Cs + de n = 0 a 2 ela medição da osição e da velocidade do centro de massa ao iniciar o regime de exansão livre em função da intensidade do laser. A influência do regime de colisão na dinâmica dos íons secundários é tal que, com o aumento da intensidade do laser, as artículas mais esadas recebem mais energia cinética do que as mais leves [49]. - MALDI (dessorção assistida or matriz), onde foi descrita a dinâmica dos íons de insulina (M+H) + inseridos na matriz de ACHC. A transferência de energia da matriz a molécula de interesse em função da intensidade do laser foi caracterizada ela osição e velocidade dos íons de insulina no início da exansão livre. A osição de início da exansão livre aumenta linearmente com o aumento da intensidade do laser, sendo ossível extraolar ara valores mais baixos e achar a intensidade limiar ara observar íons de insulina na matriz ACHC [50, 51]. Esta intensidade limiar mínima é a ideal ara a análise convencional, já que a molécula de interesse sofre o menor número de colisões, e conseqüentemente é maior sua robabilidade de dessorver ionizada e intacta.