AT527642B1 - Elektronenstrahlbasierte Pump-Probe Resonanzspektroskopie - Google Patents

Abstract

Verfahren zur zeitaufgelösten Pump-Probe-Resonanzspektroskopie, mit den Schritten: - Bestrahlen einer Probe (4) mit einem Hochfrequenz-Pump-Puls (20), wobei der Hochfrequenz-Pump-Puls (20) eine Resonanzder Probe (4) antreibt, wobei die Resonanz eine Elektronenspinresonanz und/oder eine magnetische Kernresonanz ist, wobei die Probe (4) in einem magnetischen Bias-Feld (22) angeordnet ist; - Untersuchen der Probe (4) mit einem Probe-Elektronenstrahl (7) aus einer Elektronenquelle (6); - Detektieren einer Probenstrahleigenschaft des Probe-Elektronenstrahls (7) mit einer Detektoreinheit (8), wobei die Probenstrahleigenschaft von einem magnetischen Moment (25) der Probe (4) abhängt, wobei das magnetische Moment (25) von der angetriebenen Resonanz abhängt, wobei die Detektoreinheit (8) dazu eingerichtet ist, die Probenstrahleigenschaft des Probe-Elektronenstrahl (7) mit einer zeitlichen Auflösung zur zeitaufgelösten Erfassung der angetriebenen Resonanz zu erfassen; und- Bestimmen einer Eigenschaft der Resonanz, insbesondere des Zustands der Resonanz, vorzugsweise einer Änderung des Zustands der Resonanz, basierend auf der detektierten Probenstrahleigenschaft.

Description

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Beschreibung

[0001] Die vorliegende Erfindung betrifft die Resonanzspektroskopie, insbesondere Spin-Resonanzspektroskopie, oder Magnetresonanzspektroskopie, in Kombination mit Elektronenmikroskopie. Insbesondere betrifft die vorliegende Erfindung ein Verfahren zur zeitaufgelösten PumpProbe-Resonanzspektroskopie und ein Elektronenmikroskop, insbesondere ein HolographieTransmissionselektronenmikroskop oder ein Ptychographie-Transmissionselektronenmikroskop, zur zeitaufgelösten Pump-Probe Resonanzspektroskopie.

[0002] Die Elektronenmikroskopie und insbesondere die Transmissionselektronenmikroskopie (TEM) mit ihren verschiedenen fortgeschrittenen Techniken wie Aberrationskorrektur oder KryoProbenpräparation ist eine hoch entwickelte Technologie, die die Welleneigenschaften der Elektronen nutzt um Strukturen auf atomarer Ebene aufzulösen. Die Entwicklung von schnellen direkten Elektronendetektoren (siehe z. B. X. Llopart, J. Alozy, R. Ballabriga, M. Campbell, R. Casanova, V. Gromov, E. Heijne, T. Poikela, E. Santin, V. Sriskaran, et al., Timepix4, ein großflächiger Pixeldetektor-Auslesechip mit sub-200 ps Zeitstempel-Binning, Journal of Instrumentation 17 (01), C01044,(2022)) und ultraschnelle Transmissionselektronenmikroskopie- Techniken ermöglichten die Untersuchung von Prozessen mit räumlicher Auflösung im atomaren Bereich und zeitlicher Auflösung mit Sub Pikosekundenbereich Auflösung (siehe zum Beispiel V. A. Lobastov, R. Srinivasan, und A. H. Zewail, Four- dimensional ultrafast electron microscopy, Proceedings of the National Academy of Sciences 102, 7069(2005); und A. H. Zewail, 4D ultrafast electron diffraction,crystallography, and microscopy, Annual Review of Physical Chemistry 57, 65 (2006)), sogar mit speziell optimierten interferometrischen Aufbauten (siehe zum Beispiel F. Houdellier, G. M. Caruso, S. Weber, M. J. Hytch, C. Gatel, and A. Arbouet, Optimization of off-axis electron holography performed with femtosecond electron pulses, Ultramicroscopy 202, 26 (2019); und A. Arbouet, G. M. Caruso, and F. Houdellier, Ultrafast transmission electron microscopy: historical development, instrumentation, and applications, Advances in imaging and electron physics 207, 1 (2018); sowie A. Feist, N. Bach, N. Rubiano da Silva, T. Danz, M. Möller, K. E. Priebe, T. Domröse, J. G. Gatzmann, S. Rost, J. Schauss, S. Strauch, R. Bormann, M. Sivis, S. Schäfer, und C. Ropers, Ultraschnelle Transmissions Elektronenmikroskopie mit einem lasergesteuerten Feldemitter: Femtosecond resolution with a high coherence electron beam, Ultramicroscopy 176, 63 (2017)). Diese ultraschnellen Pump-Probe Experimente basieren auf einer lasergetriggerten Probenanregung(UV-IR), gefolgt von einem zeitlich hoch aufgelösten Abfragen mittels Elektronen.

[0003] Resonanzspektroskopie, insbesondere Spin-Resonanzspektroskopie, oder Magentresonanzspektroskopietechniken wie z. B. Kernspinresonanz (NMR) und Elektronenspinresonanz (ESR), ist eine nichtinvasive spektroskopische (bildgebende) Technologie, die nicht nur die medizinische Diagnostik, Biologie und Chemie, sondern auch hochpräzise Messungen für die Grundlagenphysik revolutioniert hat. Darüber hinaus wird sie auch eingesetzt für Charakterisierung von Elektrodenmaterialien für die elektrochemische Energiespeicherung, die für die Bewältigung der Herausforderungen des Übergangs zu erneuerbaren Energien unerlässlich ist.

[0004] (Spin- oder Magnet-)Resonanzspektroskopie und (Transmissions-)Elektronenmikroskopie ergänzen sich gegenseitig und liefern unterschiedliche Einblicke in Strukturen, Materialien und (chemische) Prozesse. Während die Magnet-Resonanzspektroskopie in der Regel nicht invasiv ist und eine hervorragende spektrale Auflösung aufweist, hat die Elektronenmikroskopie eine bessere räumliche Auflösung. Bislang gibt es jedoch kein Verfahren, das die Vorteile und Einblicke der (Transmissions-)Elektronenmikroskopie und der (Spin- oder Magnet-) Resonanzspektroskopie gleichzeitig bietet.

[0005] JPH09281063A zeigt ein Elektronenmikroskop, das zur Beobachtung eines magnetisierten Zustands von magnetischen Materialien geeignet ist, ohne durch ein Magnetfeld beeinflusst zu werden, selbst wenn ein solches Magnetfeld vorhanden ist.

[0006] Ein vierdimensionales Transmissionselektronenmikroskop ohne Laseranregung ist aus CN 110231354 A bekannt. Eine Anregungsvorrichtung wendet nicht-laserbasierte Anregungsme-

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thoden auf die Probe an, beispielsweise Gleichstromimpulsen, Hochfrequenzimpulsen, Wärmeimpulsen oder mechanischen Kraftimpulsen. Eine Hochgeschwindigkeitskamera wird verwendet, um dynamische Veränderungen der Probe aufzuzeichnen.

[0007] Aus US2012176133A1 ist ein Verfahren zur Erzeugung von elektromagnetischer Strahlung bekannt.

[0008] Es ist daher ein Ziel der vorliegenden Erfindung, ein Verfahren sowie ein Elektronenmikroskop für zeitaufgelöste Pump-Probe Resonanzspektroskopie zur Verfügung zu stellen, die eine hohe spektrale, zeitliche und räumliche Auflösung von (Spin-)Resonanzen, insbesondere von magnetischen Resonanzen, einer Probe bereitstellt.

[0009] Diese Aufgabe wird gelöst mit einem Verfahren zur zeitaufgelösten Pump-Probe-Resonanzspektroskopie, mit den Schritten:

- Bestrahlen (engl. „exposing“) einer Probe mit einem Hochfrequenz-Pump-Puls (engl.: „radio-frequency pump pulse“), wobei der Hochfrequenz-Pump-Puls eine Resonanz der Probe antreibt (engl. „drives a resonance“), wobei die Resonanz eine Elektronenspinresonanz und/oder eine magnetische Kernresonanz ist, wobei die Probe in einem magnetischen Bias-Feld angeordnet ist;

- Untersuchen (engl. „probing“) der Probe mit einem Probe-Elektronenstrahl aus einer Elektronenquelle;

- Detektieren einer Probenstrahleigenschaft des Probe-Elektronenstrahls mit einer Detektoreinheit, wobei die Probenstrahleigenschaft von einem magnetischen Moment der Probe abhängt, wobei das magnetische Moment von der angetriebenen (engl.: „driven“) Resonanz abhängt, wobei die Detektoreinheit dazu eingerichtet ist, die Probenstrahleigenschaft des ProbeElektronenstrahl mit einer zeitlichen Auflösung zur zeitaufgelösten Erfassung der angetriebenen Resonanz zu erfassen; und

- Bestimmen einer Eigenschaft der Resonanz, insbesondere des Zustands der Resonanz, vorzugsweise einer Änderung des Zustands der Resonanz, basierend auf der detektierten Probenstrahleigenschaft.

[0010] Weiters wird diese Aufgabe mit einem Elektronenmikroskop, insbesondere HolographieTransmissionselektronenmikroskop oder Ptychographie-Transmissionselektronenmikroskop, für zeitaufgelöste Pump-Probe-Resonanzspektroskopie gelöst, aufweisend:

- einen Probenhalter, der zum Halten einer Probe eingerichtet ist;

- einen Hochfrequenz-Pump-Puls-Generator zum Erzeugen eines Hochfrequenz-PumpPulses, um eine Resonanz der Probe anzutreiben, wobei die Resonanz eine Elektronenspinresonanz und/oder eine magnetische Kernresonanz ist;

- einen Magnetfeldgenerator zur Erzeugung eines magnetischen Bias-Feldes zum Biasing der Probe;

- eine Elektronenquelle zur Bestrahlung der Probe mit einem Probe-Elektronenstrahl;

- eine Detektoreinheit zum Erfassen einer Probenstrahleigenschaft, insbesondere einer Phasenverschiebung und/oder einer Ablenkung, des Probe-Elektronenstrahl, wobei die Probenstrahleigenschaft von einem magnetischen Moment der Probe abhängt, wobei das magnetische Moment von der angetriebenen Resonanz abhängt, wobei die Detektoreinheit dazu eingerichtet ist, die Probenstrahleigenschaft mit einer zeitlichen Auflösung zur zeitaufgelösten Erfassung der angetriebenen Resonanz zu erfassen.

[0011] Die Probe kann ein beliebiges Material aufweisen, wie beispielsweise ein anorganisches oder organisches Material. Die Probe kann ein Gas und/oder eine Flüssigkeit und/oder einen Feststoff aufweisen. Die Probe kann zum Beispiel biologisches Probenmaterial, wie etwa biologisches Gewebe oder eine biologische Substanz aufweisen.

[0012] Die Probe kann eine Kern- und/oder Elektronenspin Resonanz mit einer Energielücke aufweisen, die einer Hochfrequenz (engl. „radio-frequency“) einer elektromagnetischen Strahlung und/oder eines elektromagnetischen evaneszenten Feldes (oder Nahfeldes) entspricht, so, dass die Spin-Resonanz angetrieben (beispielsweise angeregt) wird, wenn die Probe einem Hochfrequenz-Pump-Puls ausgesetzt wird, der eine entsprechende Hochfrequenz aufweist, wie es auf

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dem Gebiet der Spinresonanz gut bekannt ist, wie beispielsweise auch in der Kernspinresonanzspektroskopie (NMR), Kernquadrupolresonanzspektroskopie (NQR) und Elektronenspinresonanzspektroskopie (ESR). Grundlagen der Kernspinresonanz sind beispielsweise bekannt aus Gutowsky, H. S. "Nuclear magnetic resonance." Annual Review of Physical Chemistry 5, 1 (1954): 333-356. Grundlagen der Elektronenspinresonanz (ESR) sind zum Beispiel bekannt aus Freed, Jack H. "New technologies in electron spin resonance". Annual review of physical chemistry 51, 1 (2000): 655-689.

[0013] Die Probe wird einem Hochfrequenz-Pump-Puls ausgesetzt, wobei der HochfrequenzPump-Puls eine Resonanz, insbesondere eine Spinresonanz und/oder eine magnetische Resonanz, der Probe antreibt, d.h. den Zustand der (Spin- und/oder magnetischen) Resonanz der Probe antreibt (oder manipuliert). Bei der Resonanz kann es sich um eine Spin Resonanz und/ oder eine magnetische Resonanz der Probe handeln. Der Hochfrequenz-Pump-Puls kann ein evaneszentes Feld aufweisen (auch Nahfeld genannt). Der Hochfrequenz-Pump-Puls kann elektromagnetische Strahlung aufweisen, beispielsweise einen Strahl mit einer Wellenlänge, die einer Hochfrequenz entspricht. Antreiben kann allgemein als Änderung einer Eigenschaft der Resonanz verstanden werden. Antreiben der Spin-Resonanz kann als (resonante) Manipulation eines Spinzustands der Probe verstanden werden. Zum Beispiel kann die Resonanz angeregt (engl.: „excite“) oder relaxiert (engl: „deexcite“) werden. Der Hochfrequenz-Pump-Puls ist ein Pump-Puls eines Pump-Probe-Schemas, der verwendet wird um eine zeitabhängige Messung zu realisieren. Der Hochfregquenz-Pump-Puls kann eine Frequenz im Frequenzbereich zwischen einigen Hz und mehreren 100 GHz umfassen. Der Hochfrequenz-Pump-Puls kann eine Pulslänge zwischen einigen Sekunden und einigen Nanosekunden aufweisen.

[0014] Um die (angetriebene) Resonanz zu untersuchen, wird ein Elektronenstrahl aus einer Elektronenquelle verwendet. Die Elektronenquelle kann ein Elektronenemitter sein und einen schmalen, kollimierten Elektronenstrahl erzeugen, der Elektronen mit einer kinetischen Energie aufweist. Geeignete Elektronenquellen sind auf dem Gebiet der Elektronenmikroskopie, insbesondere auf dem Gebiet der Transmissions-Elektronenmikroskopie, bekannt. Optional kann die Wechselwirkung des Probe-Elektronenstrahls mit der Probe im stroboskopischen Bereich erfolgen, so dass der Durchgang der Elektronen durch einen Wechselwirkungsbereich mit dem magnetischen Moment der Probe deutlich kürzer ist als die Zeitskala der freien Dynamik des Spinsystems. Die Wechselwirkung des Probe-Elektronenstrahls mit der Probe kann kontinuierlich sein (d. h., der Probe-Elektronenstrahl kann kontinuierlich sein), wobei die zeitliche Auflösung durch die Detektoreinheit gegeben ist.

[0015] Der Probe-Elektronenstrahl wechselwirkt mit der Probe, wobei der Zustand der Resonanz zuvor durch den Hochfrequenz-Pump-Puls, d.h. durch das Antreiben der Resonanz, verändert worden ist. Der Hochfrequenz-Pump-Puls kann beispielsweise die Resonanz anregen. Der Hochfrequenz-Pump-Puls, insbesondere eine Wechselwirkung des Hochfrequenz-Pump-Pulses mit der Resonanz, kann das magnetische Moment der Probe verändern. Der Probe-Elektronenstrahl kann durch die Probe übertragen werden oder an der Probe vorbeigehen, ohne durch die Probe übertragen zu werden. Der Probe-Elektronenstrahl wechselwirkt jedoch mit einem magnetischen Moment der Probe, so dass eine Probenstrahleigenschaft des Probe-Elektronenstrahl durch den Zustand der Resonanz beeinflusst wird. Bei der Probenstrahleigenschaft kann es eine Richtung des Probe-Elektronenstrahls oder eine Phase der Elektronen des Probe-Elektronenstrahls sein. Zum Beispiel kann der Probe-Elektronenstrahl mit dem elektromagnetischen Potenzial der Probe wechselwirken, wie durch den Aharonov-Bohm-Effekt beschrieben wird.

[0016] Eine Detektoreinheit dient zur Erfassung der Probenstrahleigenschaft des Probe-Elektronenstrahls. Die Detektoreinheit kann eine CCD Kamera, eine CMOS-Kamera, einen Pixel-ArrayDetektor oder einen aktiven Pixel Sensor umfassen. Die Probenstrahleigenschaft hängt von einem magnetischen Moment der Probe ab, wobei das magnetische Moment von der angetriebenen Resonanz abhängt. Folglich hängt die Probenstrahleigenschaft von der angetriebenen Resonanz ab. Mit anderen Worten ist die Probenstrahleigenschaft ein Indikator für die Wechselwirkung des Probe-Elektronenstrahls mit der angetriebenen Resonanz der Probe. Die Probenstrahleigenschaft wird durch die angetriebene Resonanz beeinflusst. Insbesondere kann die Proben-

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strahleigenschaft proportional zum magnetischen Moment der Probe aufgrund der angetriebenen Resonanz sein. Im Allgemeinen kann die Probenstrahleigenschaft proportional zum magnetischen Moment sein, so dass eine Änderung des magnetischen Moments der Probe (die auf die angetriebene Resonanz zurückzuführen ist) zu einer Änderung der Probenstrahleigenschaft führt. Die angetriebene Resonanz verändert das magnetische Moment der Probe, mit dem die Elektronen des Probe-Elektronenstrahls wechselwirken, was zu einer Änderung der Probenstrahleigenschaft führt, verglichen mit einem Zeitpunkt bevor die Probe dem Hochfrequenz-Pump-Puls ausgesetzt war (d. h. bevor die Resonanz angetrieben wurde).

[0017] Führt der Hochfrequenz-Pump-Puls nicht zu einer Änderung (z. B. Anregung) des Zustands der Resonanz der Probe, wird die Probenstrahleigenschaft durch die Bestrahlung der Probe durch den Hochfrequenz-Pump-Puls nicht beeinflusst. Daher ändert sich die Probenstrahleigenschaft in diesem Fall nicht.

[0018] Die Detektoreinheit ist dazu eingerichtet ist, die Probenstrahleigenschaft des Elektronenstrahls mit einer zeitlichen Auflösung für einen zeitabhängigen Nachweis der angetriebenen Resonanz erfassen. Die zeitliche Auflösung der Detektoreinheit kann im Bereich von Pikosekunden (ps) bis Sekunden (s) liegen. Die zeitliche Auflösung der Detektoreinheit kann beispielsweise im Bereich von 0,1 ps bis 10 s liegen. Während der Hochfrequenz-Pump-Puls zum Antrieb der Resonanz eine endliche Pulslänge aufweist, kann der Probe-Elektronenstrahl kontinuierlich sein. Die zeitliche Auflösung des Gesamtverfahrens wird (zumindest) durch die Zeitauflösung der Detektoreinheit und die bekannte zeitliche Beziehung zwischen dem Hochfrequenz-Pump-Puls und einem Signal der Detektoreinheit bewirkt. Alternativ zu einem kontinuierlichen Probe-Elektronenstrahl kann der Probe-Elektronenstrahl zumindest einen Probe-Elektronenstrahlpuls mit einer endlichen Pulslänge aufweisen. Der Hochfrequenz-Pump-Puls und der Probe-Elektronenstrahl können eine vordefinierte zeitliche Beziehung aufweisen.

[0019] Um etwaige Auswirkungen der Umgebung der Probe zu berücksichtigen, kann die Probenstrahleigenschaft kontinuierlich gemessen werden, bevor die Probe dem HochfrequenzPump-Puls ausgesetzt wird. Auf diese Weise wird die Probenstrahleigenschaft kontinuierlich überwacht, während die Probe angetrieben (z.B. angeregt) wird und der Zustand der Resonanz z.B. wieder relaxiert. Die Änderung der Probenstrahleigenschaft aufgrund der Wechselwirkung des Hochfrequenz-Pump-Pulses mit der Probe ist für die Bestimmung der Resonanz und gegebenenfalls der zeitlichen Merkmale der Resonanz relevant.

[0020] Das Verfahren weist den weiteren Schritt auf:

- Bestimmen einer Eigenschaft der Resonanz, insbesondere des Zustands der Resonanz, vorzugsweise einer Änderung des Zustands der Resonanz, basierend auf der detektierten Probenstrahleigenschaft. Die Änderung des Zustands der magnetischen Resonanz beruht auf dem Hochfrequenz-Pump-Puls, der (falls resonant) die Resonanz antreibt. Der Zustand der Resonanz (z. B. der Spinzustand) kann sich nach der Wechselwirkung mit dem Hochfrequenz-Pump-Puls relaxieren. Zum Beispiel kann der Hochfrequenz-Pump-Puls den Zustand der Resonanz anregen, wobei der angeregte Zustand der Resonanz folglich (nach der Anregung) abklingt. Die Probenstrahleigenschaft wird durch die zeitlichen Eigenschaften der (angetriebenen) Resonanz beeinflusst.

[0021] Das erfindungsgemäße Verfahren kann mit einem Elektronenmikroskop, insbesondere einem Holographie-Transmissionselektronenmikroskop oder einem Ptychographie-Transmissionselektronenmikroskop, für zeitaufgelöste Pump-Probe Resonanzspektroskopie durchgeführt werden. Der Begriff Holographie-Transmissionselektronenmikroskop bezieht sich auf ein Transmissionselektronenmikroskop, das für Elektronenholographie oder Ähnliches eingerichtet ist. Der Begriff Ptychographie-Transmissions Elektronenmikroskop bezieht sich auf ein Transmissionselektronenmikroskop, das für die Ptychographie eingerichtet ist.

[0022] Bei dem Elektronenmikroskop kann es sich um ein Transmissionselektronenmikroskop handeln. Das Elektronenmikroskop weist einen Probenhalter auf, der zur Aufnahme der Probe eingerichtet ist. Bei dem Probenhalter kann es sich um einen Standard-TEM-Probenhalter (auch als TEM-Probenhalter bekannt) handeln. Darüber hinaus weist das Elektronenmikroskop einen

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Hochfrequenz-Pump-Puls-Generator zum Erzeugen eines Hochfrequenz-Pump-Pulses, um eine Resonanz, insbesondere eine Spinresonanz und/oder eine magnetische Resonanz, der Probe anzutreiben. Der Hochfrequenz-Pump-Puls-Generator kann eine Hochfrequenzquelle aufweisen.

[0023] Ferner weist das Elektronenmikroskop eine Elektronenquelle zur Bestrahlung der Probe mit dem Probe-Elektronenstrahl auf. Darüber hinaus weist das Elektronenmikroskop eine Detektoreinheit zur Erfassung der Probenstrahleigenschaft, insbesondere der Phasenverschiebung und/oder Ablenkung, des Elektronenstrahls auf.

[0024] Das Elektronenmikroskop kann ferner ein Vakuumsystem aufweisen mit einer Vakuumkammer und mindestens einer Vakuumpumpe zum Evakuieren der Vakuumkammer. Der Probenhalter (und die Probe) können in der Vakuumkammer angeordnet sein. Das Elektronenmikroskop kann Elektronenoptik aufweisen, wie z. B. mindestens eine Elektronenlinse und/oder eine Apertur zur Formung des Probe-Elektronenstrahls und/oder eines Referenzelektronenstrahls.

[0025] In der Regel wird die Spin-Resonanzspektroskopie verwendet, um- Abschätzung/Messung der lokalen Frequenz einer Spinresonanz einer Probe, die ein polarisiertes Ensemble von Zielspins enthält, durch resonantes antreiben (z.B. anregen) der Spinresonanz mit einem (einstellbaren) Hochfrequenz-Pump-Puls. Die Resonanzfrequenz kann durch ein externes magnetisches Bias-Feld gesteuert werden, aber ihr genauer Wert hängt von der unmittelbaren Umgebung der Spins ab - die man demnach aus einer Messung der Resonanzfrequenz der Spinresonanz (z.B. mit dem erfindungsgemäßen Verfahren) der Probe nach dem Hochfrequenz-Pump-Puls ableiten kann. Im Gegensatz zu den aus dem Stand der Technik bekannten Verfahren kann gemäß der Erfindung die (Spin-)Resonanz mittels eines Probe-Elektronenstrahls detektiert (d.h. ausgelesen) werden. Die Auslesung mittels des Probe-Elektronenstrahls bietet eine verbesserte räumliche Auflösung im Vergleich zu den aus dem Stand der Technik bekannten Techniken der Resonanzspektroskopie (Spinresonanz). Zusammengefasst bietet die Erfindung ein Verfahren und ein Elektronenmikroskop für zeitaufgelöste Pump-Probe Resonanz Spektroskopie, die eine Brücke zwischen NMR/ESR und TEM schlägt und die in idealer Weise die spektrale Auflösung von (Spin-) Resonanzspektrometern, die Ortsauflösung von (Transmissions-)Elektronenmikroskopen sowie zeitabhängige Informationen über (angeregte) Resonanzen, wie Spinresonanzen und/oder magnetischen Resonanzen. Durch Ausnutzung und Erfassung der Probenstrahleigenschaft, insbesondere einer Änderung der Probenstrahleigenschaft, z.B. durch Ausnutzung der AharonovBohm/magnetischen Phasenverschiebung aufgrund von Spinsystemen, ermöglicht die Erfindung die Untersuchung von Echtzeit-Quantensystemen mit Elektroneninterferometrie. Echtzeit-Quantensysteme mit interferometrischen Methoden zu untersuchen, die nicht nur durch chemische Verschiebungen der nahen molekularen Umgebung, sondern auch von der Dynamik des umgebenden Quantenzustands Dynamik sind. Da die Elektronen neben dem interessierenden Bereich vorbeifliegen können (d. h. die Elektronen dürfen nicht auf die Probe auftreffen), können strahlenbedingte Schäden unterdrückt werden. Für bestimmte optimierte Geometrien interagiert die Elektronenwellenfunktion nur mit dem magnetischen Vektorpotential des Quantensystems und verursacht keinen Energietransfer. Folglich ermöglicht die Erfindung den Nachweis einer Eigenschaft, die bisher unzugänglich für freie Elektronen als Probe-Teilchen war, und damit die Abbildung einer Quanteneigenschaft mit Auflösung auf der Nanoskala, weit hinaus über die Beugungsgrenze der Hochfrequenzstrahlung die zum Antreiben des Quantensystems verwendet wird.

[0026] Optional kann die Probenstrahleigenschaft eine Ablenkung des Probe-Elektronenstrahls aufweisen. Die Ablenkung kann proportional zu einem magnetischen Moment der Probe aufgrund der (angetriebenen) Resonanz sein, insbesondere der (angetriebenen) Spinresonanz und/oder der (angetriebenen) magnetischen Resonanz. Die Ablenkung kann sich auf eine Richtungsänderung des Probe-Elektronenstrahls beziehen, die durch das magnetische Moment der Probe verursacht wird. Die Ablenkung ist auf eine Lorentz-Kraft zurückzuführen. Die Detektoreinheit kann zum Beispiel eine Kamera aufweisen, um die Ablenkung zu erfassen. Die Ablenkung ist besonders einfach zu erkennen und führt daher zu einer einfachen und robusten Messung.

[0027] Optional kann die Probenstrahleigenschaft eine Phasenverschiebung des Probe-Elektronenstrahls aufweisen. Die Phasenverschiebung ist proportional zu einem magnetischen Moment

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der Probe aufgrund der angetriebenen (Spin- und/oder magnetischen) Resonanz. Die Phase ist besonders empfindlich gegenüber Änderungen der magnetischen Momente. Daher können kleine Änderungen des magnetischen Moments durch Detektion der Phasenverschiebung nachgewiesen werden.

[0028] Das erfindungsgemäße Verfahren kann beispielsweise den folgenden weiteren Schritt aufweisen:

- Bereitstellen eines Referenz-Elektronenstrahls aus der Elektronenquelle; wobei der Referenz-Elektronenstrahl und der Probe-Elektronenstrahl zumindest an der Detektoreinheit interferieren und einen Interferenzstrahl bilden, wobei Detektieren der Phasenverschiebung durch Detektieren einer Intensität des Interferenzstrahls erfolgt.

[0029] Beispielsweise können der Probe-Elektronenstrahl und der Referenzelektronenstrahl beide die Probe in einem Abstand d bzw. -d passieren (d.h. die Probe befindet sich zwischen dem Probe-Elektronenstrahl und dem Referenzelektronenstrahl). In diesem Fall kann die Beziehung zwischen der Phasendifferenz Ags (zwischen dem Probe-Elektronenstrahl und dem Referenzelektronenstrahl) und dem magnetischen Moment u der Probe aufgrund einer angeregten Spinresonanz durch Aqes = 26 angenähert werden. Mit:

_ CHol 2rhd [0030] Wobei e die Elementarladung, Ho die magnetische Permeabilität des Vakuums und A die

reduzierte Planck-Konstante ist. (Für eine detailliertere Herleitung siehe Beschreibung von Figur 2 unten)

[0031] Die Elektronenquelle kann beispielsweise zur Bereitstellung des Elektronenreferenzstrahls eingerichtet sein, wobei der Probe-Elektronenstrahl und der Elektronenreferenzstrahl zumindest an der Detektoreinheit interferieren und einen Interferenzstrahl bilden, wobei die Erfassung der Phasenverschiebung durch Erfassung einer Intensität des Interferenzstrahls erfolgt. Der Interferenzstrahl weist eine Interferenz des Probe-Elektronenstrahls und des Referenzelektronenstrahls auf. Der Interferenzstrahl kann ein Abschnitt des Probe-Elektronenstrahls sein, der sich mit einem Abschnitt des Referenzelektronenstrahls überschneidet. Die Interferenz des Probe-Elektronenstrahls mit dem Referenz Elektronenstrahls (d. h. des Interferenzstrahls) wird beeinflusst durch eine Phasendifferenz zwischen dem Referenzelektronenstrahl und dem Probe-Elektronenstrahl. Der Referenzelektronenstrahl kann nicht durch eine Anregung der Probe beeinflusst werden oder kann auf andere Weise beeinflusst werden als der Probe-Elektronenstrahl. Daher kann eine (relative) Phasenverschiebung des Probe-Elektronenstrahls und/oder des Referenz-Elektronenstrahls zueinander den Interferenzstrahl, insbesondere die Intensität des Interferenzstrahls, beeinflussen. Folglich ist die Intensität des Interferenzstrahls auf eine Änderung der Resonanz der Probe. Der Probe-Elektronenstrahl und der Referenzelektronenstrahl haben zunächst eine feste Phasenbeziehung zueinander. Diese Phasenverhältnis kann durch die Wechselwirkung des Probe-Elektronenstrahls und/oder des Referenzelektronenstrahls mit der angetriebenen Spinresonanz (d. h. einem magnetischen Moment) der Probe verändert werden.

[0032] Das Elektronenmikroskop kann einen Elektronen-Strahlteiler, insbesondere ein Elektronen-Biprisma, der zwischen dem Probenhalter und der Detektoreinheit angeordnet ist, So dass der Probe-Elektronenstrahl und der Referenz-Elektronenstrahl an der Detektoreinheit interferieren.

[0033] Optional kann der Interferenzstrahl ein holografisches Signal aufweisen. Der Referenzelektronenstrahl und der Probe-Elektronenstrahl weisen einen Querschnitt quer zu ihrer jeweiligen Ausbreitungsrichtung auf. Der Referenzelektronenstrahl und der Probe-Elektronenstrahl können sich überlappen, so dass der Interferenzstrahl einen Querschnitt mit einem vordefinierten (zweidimensionalen) Bereich umfasst, der von der Detektoreinheit erfasst wird. Innerhalb dieses Bereiches, kann die (lokale) Intensität des Interferenzstrahls variieren, da die Phasenverschiebung des Probe-Elektronenstrahls über den Querschnitt des Probe-Elektronenstrahls variieren kann. Die Intensität des Interferenzstrahls kann von der Detektoreinheit ortsaufgelöst erfasst werden, so dass die Phasenverschiebung des Probe-Elektronenstrahls im Vergleich zum Referenz-

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strahl ortsaufgelöst erfasst wird. Der Interferenzstrahl weist an der Detektoreinheit ein Intensitätsmuster auf, das von der lokalen Phasenverschiebung des Probe-Elektronenstrahls über den Querschnitt des Probe-Elektronenstrahls im Vergleich zum Referenzelektronenstrahl abhängt. Die Grundlagen der Elektronenholographie sind zum Beispiel bekannt aus Lichte, Hannes, und Michael Lehmann. "Electron hologrphy-basics and applications." Reports on Progress in Physics 71, 1 (2007): 016102.

[0034] Die Probe befindet sich in einem magnetischen Bias-Feld. Das Elektronenmikroskop hat beispielsweise einen Magnetfeldgenerator zur Erzeugung eines magnetischen Bias-Feldes zum Biasing der Probe. Der Generator für das magnetische Bias-Feld kann einen Magnet, wie z. B. einen Elektromagneten, aufweisen. Ein magnetisches Bias-Feld kann verwendet werden verwendet werden, um die Zustände einer Kernspinresonanz zu trennen. Der Generator für das magnetische Bias-Feld kann dazu eingerichtet sein, vertikale und/oder horizontale Bias-Felder in Bezug auf eine Hauptachse des Probe-Elektronenstrahls zu erzeugen.

[0035] Der Hochfrequenz-Pump-Puls-Generator weist eine Antenne, insbesondere eine Spule auf, wobei die Antenne unmittelbar neben der Probe ist. Die Antenne kann z.B. mit dem Probenhalter verbunden sein. Diese Anordnung der Antenne führt zu einer effektiven und kontrollierten Ansteuerung der Probe. Alternativ, oder zusätzlich kann der Hochfrequenz-Pump-Puls-Generator einen Resonanzraum aufweisen, wobei der Resonanzraum dazu eingerichtet ist, ein elektromagnetisches Feld des Hochfrequenz-Pump-Pulses zu verstärken.

[0036] Beispielhaft wird die Offenbarung mit einigen ausgewählten, in den Figuren dargestellten Ausführungsformen näher erläutert. Diese Ausführungsformen sind jedoch nicht als einschränkend für die Offenbarung angesehen werden.

[0037] Figur 1 zeigt schematisch ein Elektronenmikroskop für Zeit aufgelöste Pump-Probe-Resonanzspektroskopie

[0038] Figur 2 zeigt schematisch ein vereinfachtes Modell der Wechselwirkung von Elektronen mit einem magnetischen Moment in einem MachZehnder Interferometer Aufbau.

[0039] Die Figuren 3A und 3B zeigen zwei beispielhafte Protokolle für die Spektroskopie.

[0040] Figur 1 zeigt schematisch ein Elektronenmikroskop 1 für zeitaufgelöste Pump-Probe-Resonanzspektroskopie. In dieser beispielhaften Ausführungsform ist das Elektronenmikroskop 1 als holographisches Holographie-Transmissionselektronenmikroskop konfiguriert. Das Elektronenmikroskop 1 weist einen Probenhalter 3 auf, der zur Aufnahme einer Probe 4. Ferner weist das Elektronenmikroskop 1 einen Hochfrequenz-Pump-Puls-Generator 5 zum Erzeugen eines Hochfrequenz-Pump-Pulses 20 auf (siehe z. B. Figuren 4A und 4B), um eine Resonanz, in diesem Beispiel eine Spinresonanz, der Probe 4 anzutreiben. Ein Bias-Magnetfeld 22 ist innerhalb des Elektronenmikroskops 1 vorhanden, um die Spin-Zustände der Probe 1 energetisch zu trennen. Eine Elektronenquelle 6 ist zur Bestrahlung der Probe 4 mit einem Probe-Elektronenstrahl. Eine Detektoreinheit 8 dient zur Erfassung einer Probenstrahleigenschaft, in diesem Beispiel eine Phasenverschiebung, des Probe-Elektronenstrahls 7 vorgesehen, wobei die Probenstrahleigenschaft von einem magnetischen Moment 25 der Probe 4 abhängt, insbesondere die Probenstrahleigenschaft von einer Änderung des magnetischen Moments 25 aufgrund der angetriebenen Spin-Resonanz. Die Detektoreinheit 8 ist dazu ausgebildet, die Probenstrahleigenschaft mit einer zeitlichen Auflösung für eine zeitaufgelöste Detektion der angetriebenen Spin-Resonanz zu erfassen. Die zeitliche Auflösung ist beispielsweise für eine zeitabhängige Detektion einer Anregung der Probe 4 vorgesehen. Die Probenstrahleigenschaft weist eine Phasenverschiebung des Probe-Elektronenstrahls 7 auf, wobei die Phasenverschiebung von einem magnetischen Moment 25 (siehe Figur 2) der Probe 4 abhängt. Insbesondere hängt die Phasenverschiebung von einer Änderung des magnetischen Moments 25 aufgrund der angetriebenen Resonanz ab. Die Elektronenquelle 6 ist zur Erzeugung eines Referenz-Elektronenstrahls 9 eingerichtet. In dieser beispielhaften Ausführungsform wird der Probe-Elektronenstrahl 7 durch die Probe 4 transmittiert, während der Referenz-Elektronenstrahl 9 an der Probe 4 vorbeigeht, so dass der Referenz-Elekt-

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ronenstrahl nicht auf die Probe 4 trifft und daher nicht durch die Probe 4 transmittiert wird. Der Probe-Elektronenstrahl 7 und der Referenz-Elektronenstrahl 9 interferieren zumindest an der Detektoreinheit 8 und bilden einen Interferenzstrahl 10, wobei die Detektion der Phasenverschiebung durch Erfassung einer Intensität des Interferenzstrahls 10 erfolgt. Um die Interferenz des Probe-Elektronenstrahls 7 und des Referenz-Elektronenstrahl 9 zu bewirken, ist zwischen dem Probenhalter 3 und der Detektoreinheit 8 ein Elektronenstrahlteiler, in dieser beispielhaften Ausführungsform ein Elektronenbiprisma 11, angeordnet, so dass der Probe-Elektronenstrahl 7 und der Referenz-Elektronenstrahl 9 (zumindest) an der Detektoreinheit 8 interferieren. Das Elektronenbiprisma weist zwei Elektroden 11a auf, die geerdet sein können, und eine Glühelektrode (engl. „filament electrode“) 11b. Ein Generator für ein magnetisches Bias-Feld (nicht eingezeichnet) erzeugt ein magnetisches Bias-Feld 22 (BO) zur Vormagnetisierung (engl. „for biasing“) der Probe 4.

[0041] Der Hochfrequenz-Pump-Puls-Generator 5 kann eine Antenne, z. B. eine Spule, aufweisen. Der Hochfrequenz-Pump-Puls-Generator Pumpimpulsgenerator befindet sich in der Nähe der Probe.

[0042] Außerdem weist das Elektronenmikroskop 1 eine Elektronenlinse 15 zur Formung des Probe-Elektronenstrahls 7 und des Referenz-Elektronenstrahl 9 auf.

[0043] Optional kann die Probe 1 zusätzlich gekühlt oder hyperpolarisiert werden, was zu einer stärkeren Spinpolarisation und damit zu einer weiteren Erhöhung der interferometrischen Phasenverschiebung oder Ablenkung des Elektrons führt.

[0044] Das Verfahren zur zeitaufgelösten Pump-Probe Resonanzspektroskopie weist die folgenden Schritte auf:

Bestrahlen der Probe 4 mit einem Hochfrequenz-Pump-Puls 20 (siehe Figuren 3A und 3B), wobei der Hochfrequenz-Pump-Puls 20 eine Resonanz, insbesondere eine Spinresonanz und/oder eine magnetische Resonanz, der Probe 4 antreibt;

Untersuchen der Probe 4 mit dem Probe-Elektronenstrahl 7 aus der Elektronenquelle 6;

Erfassen einer Probenstrahleigenschaft des Probe-Elektronenstrahls 7 mit der Detektoreinheit 8. Wobei die Probenstrahleigenschaft von einem magnetischen Moment 25 der Probe 4 abhängt, insbesondere hängt die Probenstrahleigenschaft von einer Änderung des magnetischen Moments aufgrund der angetriebenen Resonanz ab. Die Detektoreinheit 8 ist dazu eingerichtet die Probenstrahleigenschaft des Probe-Elektronenstrahls 7 mit einer zeitlichen Auflösung zur zeitaufgelösten Erfassung der angetriebenen Resonanz zu erfassen.

[0045] Die Probenstrahleigenschaft weist eine Phasenverschiebung des Probe-Elektronenstrahls 7 auf. Die Phasenverschiebung hängt von einem magnetischen Moment 25 der der Probe 4 ab. Das magnetische Moment 25 ist abhängig von der angetriebenen Resonanz ab, d.h. in diesem Beispiel vom Zustand der Spinresonanz. Zur Beziehung zwischen der Phasenverschiebung und dem magnetischen Moment 25 siehe Figur 2 und die Diskussion zu Figur 2.

[0046] Darüber hinaus wird der Referenz-Elektronenstrahl 9 aus der Elektronenquelle 6 bereitgestellt. Der Referenz-Elektronenstrahl 9 und der Probe-Elektronenstrahl 7 interferieren an der Detektoreinheit 8 und bilden einen Interferenzstrahl, wobei die Erfassung der Phasenverschiebung durch Erfassung der Intensität des Interferenzstrahls 10 erfolgt. In dieser beispielhaften Ausführungsform weist der Interferenzstrahl 10 ein holografisches Signal auf, das schematisch durch Streifen 21 auf der Detektoreinheit 8 dargestellt ist. Die Probe 4 befindet sich in einem magnetischen Bias-Feld 22, das durch den Generator für das magnetische Bias-Feld (nicht dargestellt) erzeugt wird. Bei der Spinresonanz handelt es sich in diesem Beispiel um eine magnetische Kernresonanz.

[0047] Figur 2 zeigt schematisch ein vereinfachtes Modell der Wechselwirkung von Elektronen 16 mit einem magnetischen Moment u(t) 25 einer Probe 4 in einer Mach-Zehnder Anordnung 17. Der Mach-Zehnder-Aufbau 17 weist zwei Elektronenstrahlteiler 18 und zwei Elektronenpfade 23, 24 (auch als Arme bezeichnet), die mit |L> und |R> bezeichnet sind. Die Probe 4 (in Figur 2 nicht dargestellt, siehe Figur 1) befindet sich zwischen diesen beiden Elektronenpfaden 23, 24. Die

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Elektronenstrahlen in diesen beiden Elektronenstrahlen 23, 24 entsprechen dem Probe-Elektronenstrahl 7 bzw. dem Referenz-Elektronenstrahl 9.

[0048] Ein verdünnter (engl.: „dilute“) Elektronenstrahl 16 (wie der Probe-Elektronenstrahl 7 oder der Referenz-Elektronenstrahl 9), der sich mit der Geschwindigkeit v in z-Richtung (siehe Koordinatensystem 19) ausbreitet, wird kohärent in zwei verschiedene Arme (d. h. Pfade 23, 24) aufgeteilt die durch Ay = 2d getrennt sind und jeweils an der Probe 4 vorbeiführen. Die Probe 4 wird durch ein räumlich festes und gut lokalisiertes magnetisches Moment fi (t) 25 mit einer bestimmten zeitabhängigen Orientierung beschrieben, das

das sich genau zwischen den beiden Armen in der yz-Ebene befindet. Die Elektronenstrahlen in den beiden Armen werden viel weiter von der Probe 4 entfernt aufgeteilt als der geringste Abstand, in dem die Elektronen 16 die Probe passieren.

[0049] Die Probe 4 wird mit den sich bewegenden Elektronen 16 wechselwirken und dadurch eine relative Phase (d. h. eine Phasenverschiebung) zwischen den Interferometerarmen (d. h. den Elektronenpfaden 23, 24) aufnehmen, die die Wahrscheinlichkeit (aufgrund einer Phasenverschiebung) ändert, dass die Elektronen 16 bei der Rekombination der beiden Elektronenpfade 23, 24 in einem der beiden Ausgangsports 26, 27 (gekennzeichnet durch [0050] Jedes Elektron 16 ist eine bewegte Ladung, die mit dem magnetischen Moment fi (t) 25 durch das Magnetfeld, das sie am Ort der Probe (y, z = 0) erzeugt, wechselwirkt. Die beiden Zustände des Mach-Zehnder-Arms |L> und |R> entsprechen dem Druchgang des Elektrons 16 an der Probe 4 bei yı= -d und yr = d entlang der Trajektorie z = v(t-t0) mit der Durchgangszeit to. Die jeweiligen Magnetfelder des Elektrons 16 sind

EEE

DEN um £

An A BE Say dar IP ya 69

für |L>, sowie -B(t) für |R> (vgl. J. D. Jackson, Classical electrodynamics (Wiley, New York, 1999)).

[0051] Dabei steht uo für die magnetische Permeabilität des Vakuums, e für die elektronische Ladung, v für die Elektronengeschwindigkeit und y = (1 — v?/c?)71/2 den Lorentzfaktor.

[0052] Der resultierende Wechselwirkungs-Hamiltonian kann geschrieben werden als:

AmeC) = A) BOARKR| — ILL],

wobei eine geringfügige Ablenkung der Elektronenbahn, die dieses Potenzial verursachen würde, in diesem Beispiel vernachlässigt wird. Siehe Beispiel B unten für eine quantitative Abschätzung dieser Korrektur.

[0053] Anstelle eines makroskopischen magnetischen Moments 25 als Probe 4, das von den vorbeigeführten Probe-Elektronen weitgehend unbeeinflusst ist, konzentrieren sich die Überlegungen auf das Quantenregime eines einzelnen Spins 1/2, der in Bezug auf ein Bias-Feld 22 Bo = Bon ausgerichtet ist und durch einen kurzen Hochfrequenz-Pump-Puls 20 angetrieben wird, um einen gewünschten Eingangszustand |v> herzustellen. Zu diesem Zweck wird u(t) durch einen frei präzessierenden Spinoperator ersetzt:

A) — uÖC); ö(t) — e7iwotn6/25giwotn6/2 (1)

mit ö = (6x, Öy, 6,) dem Vektor der Pauli-Matrizen, u einem geeigneten magnetischen Moment (z. B. U = -gsU8/2 = -eh/2me für einen Elektronenspin, wobei gs das gyromagnetische Verhältnis des Elektrons, us das Bohrsche Magneton des Elektrons und me die Masse des Elektrons ist), und wo = UBo/A der zugehörigen Larmor-Frequenz. Diese Frequenz beschreibt die Präzession des Spins um die Magnetfeldachse n. Eine Erweiterung auf den Fall der kollektiven Spins ist in Beispiel C gegeben.

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[0054] Da eine Anwendung Im stroboskopischen Bereich angenommen wird, ist der Durchgang des Elektrons 16 durch die Wechselwirkungsregion mit A(t)25 viel kürzer als die Zeitskala der freien Dynamik des Spinsystems. Wenn der Zustand des Spinsystems eine inkohärente Mischung der beiden Eigenzustände von nö ist, wird diese Zeitskala durch den Zerfall der Spinpolarisation definiert.

[0055] Handelt es sich bei dem Zustand des Spinsystems um eine (teilweise) kohärente Überlagerung der beiden Eigenzustände, ist die Zeitskala der Spindynamik durch die inverse LarmorFrequenz definiert. Das magnetische Moment u(t) 25 kann also durch u(t) = u (to) über die Dauer des Einzelelektronenimpulses angenähert werden, und es zeigt sich, dass der WechselwirkungsHamiltonian Hin(t) eine unitäre Zustandstransformation ergibt, die den Durchgang des Elektrons darstellt,

EUol

2rhd

[0056] Die unitäre Transformation beschreibt eine pfadabhängige Phasenverschiebung des Elektrons, die durch den Probenspin gesteuert wird. Daher wird bei der interferometrischen Messung die x-Projektion des magnetischen Moments 25 der Probe durch die relative Phase 26 ausgelesen. Die Unitarität beschreibt auch die vom Elektron ausgeübte Rückwirkung der Messung: eine kontrollierte Drehung des Probenspins um einen Winkel +6. Dies kann zu einer Verschränkung der Zustände von Probe 4 und Elektron und damit zu einem Verlust der Interferenzsichtbarkeit führen. Angenommen, das Elektron wird in den Überlagerungszustand aufgespalten

I) = (IR) + e#|L))/V2

aufgespalten, wobei © eine abstimmbare externe Phasenverschiebung ist, dann wird der kombinierte Proben-Elektron-Zustand

O]W)Io) = cos Olp)I) — isin 06, (tl) + x)

[0057] Da | + n> orthogonal zu | > ist, ist der kombinierte Zustand verschränkt, es sei denn |Ww> ist ein Eigenzustand von öx (t0). Um die Messung abzuschließen, werden die beiden Arme des Interferometers an einem Strahlteiler zusammengeführt. Schließlich wird das Elektron 16 an einem der beiden Ausgangsports 26, 27 nachgewiesen: |+> = (IR> + IL>)/ v2 und |-> = (IR>- IL>)/ V2, also |+>.

[0058] Die Wahrscheinlichkeit, dass dies der Fall ist,

p + (9, p; to) = KIT S@I+M+ ID) _ 1+cos@cos28 + (#,(to)) sin @ sin 29 a 2

1 => [1 + V cos(® — Ads)] (2)

enthält Informationen über die durchschnittliche Spin-x-Komponente der Probe zum Zeitpunkt der Untersuchung, = . Hier werden die Erwartungswerte in Bezug auf den Probenzustand mit bezeichnet, wobei zu beachten ist, dass die Ergebnisse auch für klassische Mischungen reiner Zustände gelten. Die Wirkung der Probe auf das durch p.(8, @%; t0) beschriebene Interferenzsignal ist zweifach: Erstens verschiebt sie die sinusförmigen Streifen um die Nettophase: Ads = arctan((ö„(to)) tan 29) [0059] Zweitens wird der Streifenkontrast bzw. die Sichtbarkeit um _ MaXgP+— Ming D+ maXg D+ + ming D+ Ü = e79%x(t)|RMR| + e70%= /1-—[1-—(6,(to))?] sin? 20 [0060] Für = +1, Ads = +20 bei v = 100 % Sichtbarkeit. Dies ähnelt der idealen, rück

sche Mischungen reiner Zustände gelten. Die Wirkung der Probe auf das durch p.(8, @%; t0) beschriebene Interferenzsignal ist zweifach: Erstens verschiebt sie die sinusförmigen Streifen um die Nettophase:

Ads = arctan((ö„(to)) tan 29) [0059] Zweitens wird der Streifenkontrast bzw. die Sichtbarkeit um

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wirkungsfreien Abtastung eines festen magnetischen Moments 25 durch die induzierte relative Phasenverschiebung 28 (siehe Beispiel A).

[0061] Im allgemeinen Fall oszilliert die x-Komponente des Spinvektors mit der Larmor-Präzessionsfrequenz wo in Abhängigkeit von to (es sei denn, das Bias-Feld 22 zeigt entlang n = e). Wenn man also die Probe periodisch bei einem festen Wert von woto modulo 2n untersucht und die Elektronenzählungen bei variierender externer Phase ®, aufzeichnet, erhält man Interferenzstreifen mit der vorhergesagten Phasenverschiebung Ag; und Sichtbarkeit.

[0062] In den folgenden Abschnitten wird die erreichbare Messgenauigkeit erörtert, wobei das Zusammenspiel von Phasenverschiebung und Sichtbarkeitsabfall bei der interferometrischen Auslesung beleuchtet wird.

[0063] Geht man davon aus, dass der Strom an den beiden Ausgangsports 26, 27 getrennt gemessen wird, so wird die Wechselwirkungsstärke 0 aus der mittleren Stromdifferenz abgeleitet, die proportional zu 2p+(8, ®; to)-1 ist. Die Messunsicherheit, die im Grenzfall von vielen WMederholungen durch die Varianz der Stromdifferenz gegeben ist, führt entsprechend zu einem mittleren quadratischen Fehler Var[9]. Aus dem Gesetz der Gauß'schen Fehlerfortpflanzung ergibt sich, dass die maximale Genauigkeit, die durch die Intensitätsmessung an den beiden Ports erreicht werden kann, v(Var[8]) = 1/2VNe für Ne nicht wechselwirkende Elektronen im Interferometer. Insbesondere spielt es keine Rolle, ob die Phase oder die Sichtbarkeit als Beobachtungsgröße verwendet wird. Diese Situation ändert sich, wenn viele Spinsysteme in einem kohärenten Zustand am gleichen Ort betrachtet werden. In diesem Fall skaliert die maximale Phase mit der Anzahl der Spins Ns und die maximale Präzision ist proportional zu 1/Ns, wenn die Phase maximiert ist, während die maximale Präzision proportional zu 1/VNs ist, wenn die Phase verschwindet und der Abfall der Sichtbarkeit maximiert ist. Ableitungen und eine ausführliche Diskussion sind in Beispiel C zu finden.

[0064] Im Folgenden werden zwei beispielhafte Spektroskopie-Protokolle an der Spin-Probe erÖrtert, wie sie in Figur 3A und Figur 3B dargestellt sind. Die Achse 28 zeigt schematisch den zeitlichen Verlauf. Von links nach rechts beginnt das magnetische Moment u 25 in einem Ausgangszustand, wobei ein Hochfrequenz-Pump-Puls 20 dann die Resonanz, in dieser beispielhaften Ausführungsform die Spin-Resonanz, in einen anderen Zustand antreibt. Auf der rechten Seite der Figuren ist das Auslesen des Zustands mittels des Interferometer-Aufbaus 17 dargestellt. Die Abbildungen 3A und 3B zeigen ein Koordinatensystem 29.

[0065] In Figur 3B zeigt das Bias-Feld 22 (siehe Figur 1) in ex-Richtung, so dass das Interferometer (d.h. der Interferometeraufbau 17) die zeitunabhängige Spinpolarisation = = s, abtastet. Dies führt zu einer durchschnittlichen Phasenverschiebung um arctan(s, tan 260), gemeinsam mit einem Sichtbarkeitsabfall, wenn der Spinzustand gemischt ist (|s,| < 1). Wird nun ein resonanter Hochfrequenzpuls (d. h. ein Hochfrequenz-Pump-Puls 20) von n Länge angelegt, so wird das magnetische Moment umgedreht, was eine differentielle Phasenmessung ermöglicht. Die Kopplung an die Umgebung, insbesondere an das elektromagnetische Vakuum, führt zu einem Abklingen des Zustands mit der Lebensdauer tiite.

[0066] In Figur 3A wird durch ein starkes Vorspannungsfeld 22 die Spinquantisierungsachse auf n= e, gesetzt, So dass öx(to) = öx COS(Woto) + öysin(woto) ist. Ein anfänglich ez-ausgerichteter oder anti-ausgerichteter Spinzustand oder eine Mischung aus diesen mit <6ö.> = sz € [-1, 1] und = 0, führt zu einer Verringerung der Sichtbarkeit um |cos 20], aber zu keiner Netto-Phasenverschiebung. Wenn dann ein geeigneter Hochfrequenz-Puls (d.h., Hochfrequenz-Pump-Puls 20) von n/2 Länge appliziert wird, der mit wo resonant ist, wird der Spin mit = SZ Sin Wwoto präzisieren, was zu einer oszillierenden Phasenverschiebung und Sichtbarkeit führt. Im optimalen Fall eines reinen Spinzustands (s; = +1) verschiebt sich die Phase periodisch um bis zu +28 bei voller Sichtbarkeit. Diese maximalen absoluten Phasenverschiebungen werden erreicht, wenn to ein ganzzahliges Vielfaches von n/wo ist, d. h. wenn der präzessive Spinvektor orthogonal zur Interferometer-Ebene liegt. Um diese Pärzessionsbewegung zu untersuchen, kann eine zeitliche Auflösung in der Größenordnung von wo/10 verwendet werden. Die Interferometer-Phasenver-

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schiebung zwischen den beiden Spinrichtungen entlang der x-Achse (< öx > = #1),

HA ME 2 Ad SA = PLOT

SE

hängt von der Stärke des magnetischen Dipolmoments ab, wobei * = Sr das gyromagnetische

Verhältnis ist (z. B. -2n*28 Ghz/T für den Elektronenspin, mit Lebensdauern in der Größenordnung von 100 ns; -21n*42,6 MHZz/T für den Wasserstoffkernspin, mit Lebensdauern in der GröBenordnung von Sekunden). Ein einzelner Elektronenspin, der interferometrisch in einem Abstand von 1 nm untersucht wird, verursacht eine Phasenverschiebung von etwa 2,2 x 10%? mrad. Folglich sind für den durch Quantenprojektionsrausch-begrenzten Nachweis eines einzelnen Elektronenspins nur <5*10° Elektronen erforderlich(typischer Strahlstrom im TEM 1,5 nA, was etwa 10'° Elektronen/sec entspricht).

[0067] Ein realistischerer Fall als der elementare Fall eines einzelnen Spins ist die Untersuchung kohärenter Ensembles von Ns-Spins. In diesem Fall ist die resultierende maximale Phase 2Ns8. Einzelheiten zur Herleitung dieses Ergebnisses finden sich in Beispiel C. In der Elektronenmikroskopie werden normalerweise Proben mit einer Dicke von etwa 100-200 nm untersucht, was die Wechselwirkung/Beteiligung von Atomsäulen aus - 1000 Atomen erlaubt. Realistische Proben sind nicht vollständig kohärent und punktförmig, insbesondere führen endliche Temperatureffekte nur zu einer teilweisen Polarisierung der Spinprobe, und die endliche Größe führt zu zusätzlichen geometrischen Faktoren, wie in Beispiel D für eine klassische magnetisierte Kugel. Im Hochtemperaturbereich, kgT >» yhBo, kann geschätzt werden, dass nur ein kleiner Teil yhBo/(2kg,T), der Anzahl Ns der Spins die von den Elektronen erfasste Nettomagnetisierung der Probe ausmacht. In solchen Geometrien summieren sich sogar die schwachen Phasenverschiebungen aufgrund der Wasserstoffkernspins und werden nachweisbar, zumal die Kernspins sehr lange Kohärenzzeiten in der Größenordnung von Sekunden aufweisen. Eine kurze Herleitung der Phasenverschiebung aufgrund einer Probe von | = 1/2 magnetischen Kernspins auf der Grundlage des Modells der klassischen Magnetisierung ist in Beispiel E zu finden.

[0068] Um die Spindynamik experimentell zu untersuchen, wird ein starkes Magnetfeld (das durch zwei Polstücke erzeugt werden könnte) verwendet, um den Spin der Probe zu polarisieren. Dieser Ansatz erfordert ein ultraschnelles TEM (UTEM), das genau mit der Präzessionsfrequenz synchronisiert ist, siehe Figur 3A.

[0069] Eine andere Möglichkeit besteht darin, die Spinprobe in einem Magnetfeld zu platzieren, das senkrecht zur Achse des Interferometers steht (unter Verwendung der so genannten LorentzMode und zusätzlicher magnetischer Bias-Felder, in-plane Magentfelder, siehe Figur 3B). Diese Geometrie ermöglicht es, mit einem T/2- Puls jeglichen magnetischen Fluss durch den Interferometerbereich aufgrund der senkrechten Präzession des Spins zu eliminieren oder mit einem TPuls den magnetischen Fluss umzukehren und die Phasenverschiebung zu maximieren, was folglich die erforderliche zeitaufgelöste Pump-Probe-Konfiguration auf die Lebensdauer des Spinzustands vereinfacht. Jüngste Fortschritte bei der Elektronendetektion (Timepix3, Timepix4) ermöglichen eine zeitliche Auflösung dieser projizierten Dynamik mit Nanosekundengenauigkeit.

BEISPIEL A: Durch einen punktförmigen klassischen magnetischen Dipol induzierte Phasenverschiebung

[0070] In diesem Beispiel gehen wir von der Wirkung des Magnetfelds eines klassischen magnetischen Dipols auf die Wellenfunktion des Elektrons aus, anstatt die Wirkung des Magnetfelds des Elektrons auf den Dipol zu betrachten. Unter der Annahme wor, /vo « 1, wird das Vektorpotential aufgrund des magnetischen Dipols während der Wechselwirkung als konstant angenähert werden. Der Dipol wird daher als in x-Richtung orientiert betrachtet:

Ko sin 9 Ap(r,0) = ZH r2

[0071] Unter der Annahme, dass die de Broglie-Wellenlänge des Elektrons viel kürzer ist als die charakteristischen Skalen des elektromagnetischen Feldes, kann die eikonale Näherung verwen-

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det werden, bei der die Phase durch die Wirkung entlang der klassischen Trajektorie gegeben ist. In diesem Fall und unter der Annahme nichtrelativistischer Ausbreitung ist die relative Phase zwischen der Ausbreitung mit Quantensystem und ohne Quantensystem

Ad =z dt G ((vo + Av(#))” — v8) — e(vo + AvCt)) ACC), 1)

wobei Av(t) die durch das elektromagnetische Feld induzierte Geschwindigkeitsänderung und r(t) die Flugbahn des Elektrons unter dem Einfluss des elektromagnetischen Feldes ist. Diese lassen sich mit dem Lorentz-Kraftgesetz F, = -eE-evXB= e0,A-evX(VXA) mit der formalen Lösung

1

Av(t) = | dt'F_ (vg + Av(t”), r(t’))

t (0 =19 + dt'Av(t'),

wobei die Anfangsbahn und die Anfangsgeschwindigkeit ro= (0, d, vot) und vo= (0, 0, vo) Sind, wobei die kartesischen Koordinaten x = (x, y, z) = (r cos ©, r sin 9 cos , r sin 9 sin ®) sind gewählt, was impliziert

Ay(x,t) = -Ap(r,9,t)sinp and A,(x,t) = —-Ap(r,9,t) cos [0072] In erster Ordnung in e|A|/mc, für 9 = 1/2

Ad -2[ dt vo‘ ACro(t),£) —_ -A[ dt A-(r(t),D)

_Mo CS = 7247 | dw Ho 2m” hd’ ‚ wodurch wieder die Ergebnisse des Haupttextes für die Phasendifferenz zwischen den beiden Interferometerarmen Ads= 260 erhalten werden.

(d? + (vot)?)3/?

BEISPIEL B: Ablenkung von Elektronen

[0073] Der Spinübergang von Spinsystemen, der durch Elektronenpulse induziert wird, ist in (D. Rätzel, D. Hartley, O. Schwartz, and P. Haslinger , "Controlling Quantum Systems with Modulated Electron Beams”", Phys. Rev. Research 3, 023247 (2021)) beschrieben. Für den Fall, dass ein solcher Übergang stattfindet, ist die Rückwirkung auf das Elektron vernachlässigbar, wenn hwo/v«h/(2Az) und d > Ar, ist, wobei Az und Ar. die longitudinale bzw. transversale Breite des Elektronenwellenpakets und d der Stoßparameter (minimaler Abstand zwischen Elektron und Spinsystem während der Wechselwirkung) ist. Die erste Bedingung bedeutet im Wesentlichen, dass der Impulsübertrag auf das Elektron, der der mit dem Spinsystem ausgetauschten kinetischen Energie entspricht, im Falle eines Übergangs des letzteren viel kleiner sein muss als die longitudinale Impulsausbreite des Elektrons. Für den Fall, dass kein Übergang stattfindet, kann die Wechselwirkung des Elektrons mit dem Spinsystem immer noch zu einer Ablenkung des Elektrons in eine Richtung führen, die quer zu seiner ursprünglichen Ausbreitungsrichtung liegt. Um die kleine Änderung der transversalen Geschwindigkeit zu approximieren, wird ein klassisches magnetisches Dipolmoment als Quelle eines Magnetfeldes gewählt, das so ausgerichtet ist, dass die Lorentzkraft auf das Elektron maximiert wird.

Folglich wird festgestellt, dass

Unter der Annahme von u = -uB = -eh/2me und einem Abstand von d = 0,1 nm ergibt sich Av 60 m/s.

BEISPIEL C: Viele Spins

[0074] Im Folgenden wird angenommen, dass sich die Ns-Spinsysteme an der gleichen Position in der Mitte der Interferometer-Ebene befinden. Im Vergleich zur obigen Beschreibung wird der Zeitentwicklungsoperator ersetzt durch

0 = e7i0 En mo) [RVR| + el? Zn Sm to) |LVL|

wobei ö„-m auf den Tensorproduktraum wirkt, der durch die Hilberträume der einzelnen Spinsysteme gebildet wird, und (ö,„.) M = 6, and (ö-m)i = I für i £ m. Die zeitliche Entwicklung jedes einzelnen #, ist durch Gleichung (1) gegeben. Es wird angenommen, dass |in, Ns> ein kohärenter Spinzustand ist, in dem sich alle individuellen Spins in demselben reinen Zustand befinden, |u, Ns> = |v> ®... ® |v>.

[0075] In Analogie zu den oben beschriebenen spezifischen Protokollen wird zunächst der Fall betrachtet, dass verschwindet. Da = 0 und = 1 ist, ergibt sich folgendes: p + (0,@) = (W, Ns KOIOTA@ ++ DO 1, Ns) I) = (1 + Re(e‘*D;)) [0076] Wobei: Ns Ds = Gb, Nele? Zmzı Sn m(to) I, Ne) Ns n pn YES aamlto) ) IM) n m=1 n! k DE Oma 60) (Bas (60) Ip, N) kıl: Ko! Kıtutkysan 1 Ns a („1921 (2n)! (A) ats g2Ka tt HN -2 (2n)! 2 Kos) 2. (2kı)!-- (2ky;)! Kıt+HKns n Kıteetkys=n N} am = pn 5 52 (—1)40?Kı (1) ns g?Kns — (2kı)! L (2kyz)! 1 Ns = cos”s (9) [0077] Dies impliziert eine verschwindende Phasenverschiebung und Sichtbarkeit von V = cos Ns(26). Die Varianz bei # = 0 wird 1 — cos?Ns (29) Ne (2N; sin(20)cosNs-1 (20))” was für kleine 9 zu Var[9] = 1/(4NeNs) wird. [0078] Für den zweiten Fall wird angenommen, dass |Jv> der Eigenzustand von 0, mit Eigenwert 1 ist, und es wird gefunden: Ds — e2NsO Var[0] >

p + (0,@) = (W, Ns KOIOTA@ ++ DO 1, Ns) I) = (1 + Re(e‘*D;))

[0076] Wobei: Ns

Ds = Gb, Nele? Zmzı Sn m(to) I, Ne)

Ns n pn YES aamlto) ) IM) n m=1

n! k DE Oma 60) (Bas (60) Ip, N)

kıl: Ko! Kıtutkysan 1 Ns

a („1921 (2n)! (A) ats g2Ka tt HN -2 (2n)! 2 Kos) 2. (2kı)!-- (2ky;)!

Kıt+HKns n Kıteetkys=n

N}

am = pn 5 52

(—1)40?Kı (1) ns g?Kns — (2kı)! L (2kyz)!

1 Ns

= cos”s (9)

[0077] Dies impliziert eine verschwindende Phasenverschiebung und Sichtbarkeit von V = cos Ns(26). Die Varianz bei # = 0 wird

1 — cos?Ns (29) Ne (2N; sin(20)cosNs-1 (20))” was für kleine 9 zu Var[9] = 1/(4NeNs) wird.

[0078] Für den zweiten Fall wird angenommen, dass |Jv> der Eigenzustand von 0, mit Eigenwert 1 ist, und es wird gefunden:

Ds — e2NsO

Var[0] >

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[0079] Dies impliziert eine Phasenverschiebung Ags= 2N;0, eine Sichtbarkeit V = 1 und eine Präzisionsgrenze Var[6] = 1/(4NeN:2). Es wird festgestellt, dass die induzierte Phase auf dem Elektronen Interferometer kohärent addiert und die Genauigkeit der Inferenz der Wechselwirkungsstärke mit Ns zunimmt, während sie mit Yns für den Dekohärenzprozess zunimmt. Im Grenzfall von großem Ns wird die Phase zur einzigen relevanten Beobachtung und das Ergebnis kann mit der Situation eines klassischen (präzisierenden) magnetischen Dipolmoments verglichen werden, das eine Phase im Elektroneninterferometer induziert.

BEISPIEL D: Phasenverschiebung aufgrund von magnetischer Polarisation bei endlicher Temperatur

[0080] Die obigen Betrachtungen beschränken sich auf Spinsysteme, die im Vergleich zur Ausdehnung des Elektroneninterferometers punktförmig sind. Um zu verstehen, was sich ändert, wenn mehrere Spinsysteme auf Längenskalen ähnlicher Größe wie das Interferometer verteilt sind, beschränken sich die Überlegungen hier auf ein klassisches Modell der Spinsysteme. Wie oben festgestellt, sollte dies genaue Ergebnisse liefern, wenn die Wechselwirkung mit dem Elektron stroboskopisch ist , d. h. die Dauer der signifikanten Wechselwirkung viel kürzer als die charakteristische Zeitskala ist, auf der sich das magnetische Moment ändert (z. B. die Präzession), und eine ausreichende Anzahl von Spins zu den Zeiten der Wechselwirkung mit den Elektronenimpulsen orthogonal zur Ebene des Interferometers steht, so dass die Phasenverschiebung gegenüber der Dekohärenz dominiert. Dann wird das Spinsystem als paramagnetische Kugel mit homogener, isotroper magnetischer Suszeptibilität x modelliert, die sich in einem homogenen Magnetfeld Bo befindet. Die resultierende homogene Polarisation ist

3 — M=Z(£ Mo Ho \H + 249

mit u = (1 + x)uo und mit der Annahme yx<<1 für das Näherungsergebnis. Das durch die Magnetisierung im Inneren der Kugel induzierte Magnetfeld ist

249 2/U-—HKo 2 B} = M=S( )® x Bo. ın 3 3 U + 249 0 3X 0

[0081] Wenn man annimmt, dass die dieser Magnetisierung entsprechenden Spin-Vektoren Magnetisierung einem idealen T/2-Impuls unterworfen werden (siehe Figur 3A), führt die daraus resultierende Präzession zu einem oszillierenden Magnetfeld mit der Amplitude B'in = |B'in| = 2xBo/3. Wenn ein T-Puls angelegt wird (siehe Figur 3B), so wird die Magnetisierung umgedreht. Platziert man die Kugel im Interferometer so, dass der Querschnitt der Kugel in der Interferometerebene maximiert wird, so erhält man den maximalen magnetischen Fluss ® = TR?B'in, wobei R der Radius der Kugel ist.

)B = XBo/Ho

[0082] In einem Bias-Feld 22 Bo beträgt die induzierte Energiespaltung zwischen den Spinzuständen eines Elektrons vehBo, wobei ve das gyromagnetische Verhältnis des Elektrons ist. Im Folgenden wird ein paramagnetisches Elektron-Spin-Medium mit einer solchen Temperatur betrachtet, dass ksT>>vehBo. In diesem Fall wird für die magnetische Suszeptibilität (mit Spin | = 1/2 und v = ve) festgestellt, dass

wobei ns = Ns/V die Elektronenspindichte ist, Ns die Anzahl der Elektronenspins in der Kugel und V das Volumen der Kugel ist. Für den magnetischen Fluss wird festgestellt, dass

x bes AT 527 642 B1 2025-08-15

Ss N

[0084] Neben dem Boltzmann-Faktor und dem numerischen Faktor 1/4 werden die Ergebnisse des vorherigen Abschnitts wieder gefunden.

BEISPIEL E: Magnetische Kernresonanzen

[0085] Ähnliche Berechnungen wie für die Wechselwirkung eines freien Elektrons mit einem Elektronenspin werden für den Spin eines Kerns durchgeführt. Wir betrachten einfach u = Wy 91/2 , wobei UN = e h /((2m) das Kernmagneton und gı der g-Faktor des gesamten Kernspins ist. Der Einfachheit halber wird angenommen, dass der Kernspin ebenfalls 1/2 ist, und die Darstellung in Form der Pauli-Matrizen wird wie im vorherigen Fall verwendet. Dementsprechend werden alle obigen Gleichungen erhalten, wenn man den Kopplungsparameter 9 ersetzt durch

wobei vn das gyromagnetische Kernverhältnis ist, das von den zu untersuchenden Atomen abhängt. Die resultierende Phasenverschiebung ist

[0086] In Analogie zur obigen Analyse wird auch die Phasenverschiebung aufgrund einer klassischen Magnetisierung entsprechend den Kernspins für kgT>> hyynBo berechnet

und für | = 1/2 wird festgestellt, dass

Ei

x x nm Hy Ba Ads am EN Serhennnn nnaenenn innn R 2x d Rad

[0087] womit 2Ns88| bis auf den Boltzmann-Faktor und den numerischen Faktor T/4 wieder aufgefunden wird.

Claims (9)

x bes AT 527 642 B1 2025-08-15 Ss N Patentansprüche

1. Verfahren zur zeitaufgelösten Pump-Probe-Resonanzspektroskopie, mit den Schritten:

- Bestrahlen einer Probe (4) mit einem Hochfrequenz-Pump-Puls (20), wobei der Hochfrequenz-Pump-Puls (20) eine Resonanz, der Probe (4) antreibt, wobei die Resonanz eine Elektronenspinresonanz und/oder eine magnetische Kernresonanz ist, wobei die Probe (4) in einem magnetischen Bias-Feld (22) angeordnet ist;

- Untersuchen der Probe (4) mit einem Probe-Elektronenstrahl (7) aus einer Elektronenquelle (6);

- Detektieren einer Probenstrahleigenschaft des Probe-Elektronenstrahls (7) mit einer Detektoreinheit (8), wobei die Probenstrahleigenschaft von einem magnetischen Moment (25) der Probe (4) abhängt, wobei das magnetische Moment (25) von der angetriebenen Resonanz abhängt, wobei die Detektoreinheit (8) dazu eingerichtet ist, die Probenstrahleigenschaft des Probe-Elektronenstrahl (7) mit einer zeitlichen Auflösung zur zeitaufgelösten Erfassung der angetriebenen Resonanz zu erfassen; und

- Bestimmen einer Eigenschaft der Resonanz, insbesondere des Zustands der Resonanz, vorzugsweise einer Änderung des Zustands der Resonanz, basierend auf der detektierten Probenstrahleigenschaft.

2. Verfahren nach Anspruch 1, wobei die Probenstrahleigenschaft eine Ablenkung des ProbeElektronenstrahls (7) aufweist.

3. Verfahren nach Anspruch 1 oder Anspruch 2, wobei die Probenstrahleigenschaft eine Phasenverschiebung des Probe-Elektronenstrahls (7) aufweist.

4. Verfahren nach Anspruch 3, gekennzeichnet durch den weiteren Schritt:

- Bereitstellen eines Referenz-Elektronenstrahls (9) aus der Elektronenquelle (6); wobei der Referenz-Elektronenstrahl (9) und der Probe-Elektronenstrahl (7) zumindest an der Detektoreinheit (8) interferieren und einen Interferenzstrahl (10) bilden, wobei Detektieren der Phasenverschiebung durch Detektieren einer Intensität des Interferenzstrahls (10) erfolgt.

5. Verfahren nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, dass der Interferenzstrahl (10) ein holographisches Signal (21) aufweist.

6. Elektronenmikroskop (1), insbesondere Holographie-Transmissionselektronenmikroskop oder Ptychographie-Transmissionselektronenmikroskop, für zeitaufgelöste Pump-Probe-Resonanzspektroskopie, aufweisend:

- einen Probenhalter (3), der zum Halten einer Probe (4) eingerichtet ist;

- einen Hochfrequenz-Pump-Puls-Generator (5) zum Erzeugen eines HochfrequenzPump-Pulses (20), um eine Resonanz der Probe (4) anzutreiben, wobei die Resonanz eine Elektronenspinresonanz und/oder eine magnetische Kernresonanz ist;

- einen Magnetfeldgenerator zur Erzeugung eines magnetischen Bias-Feldes (22) zum Biasing der Probe (4)

- eine Elektronenquelle (6) zur Bestrahlung der Probe (4) mit einem Probe-Elektronenstrahl (7);

- eine Detektoreinheit (8) zum Erfassen einer Probenstrahleigenschaft, insbesondere einer Phasenverschiebung und/oder einer Ablenkung, des Probe-Elektronenstrahl (7), wobei die Probenstrahleigenschaft von einem magnetischen Moment (25) der Probe (4) abhängt, wobei das magnetische Moment (25) von der angetriebenen Resonanz abhängt, wobei die Detektoreinheit (8) dazu eingerichtet ist, die Probenstrahleigenschaft mit einer zeitlichen Auflösung zur zeitaufgelösten Erfassung der angetriebenen Resonanz zu erfassen.

7. Elektronenmikroskop (1) nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, dass die Probenstrahleigenschaft eine Phasenverschiebung des Probe-Elektronenstrahls (7) umfasst, wobei die Elektronenquelle (6) zum Bereitstellen eines Referenz-Elektronenstrahls (9) eingerichtet ist, wobei der Probe-Elektronenstrahl (7) und der Referenz-Elektronenstrahl (9) zumindest an der Detektoreinheit (8) interferieren und einen Interferenzstrahl bilden, wobei das Detek-

tieren der Phasenverschiebung durch das Detektieren einer Intensität des Interferenzstrahls (10) erfolgt.

8. Elektronenmikroskop (1) nach Anspruch 6 oder Anspruch 7, gekennzeichnet durch einen Elektronen-Strahlteiler, insbesondere ein Elektronen-Biprisma (11), der zwischen dem Probenhalter (3) und der Detektoreinheit (8) angeordnet ist, so dass der Probe-Elektronenstrahl (7) und der Referenz-Elektronenstrahl (7) an der Detektoreinheit (8) interferieren.

9. Elektronenmikroskop (1) nach einem der Ansprüche 6 bis 8, dadurch gekennzeichnet, dass der Hochfrequenz-Pump-Puls-Generator (5) eine Antenne, insbesondere eine Spule, aufweist, wobei die Antenne unmittelbar neben der Probe (4) ist.

Hierzu 3 Blatt Zeichnungen