Nanotechnologie in der Schule - Prof. Dr. Thomas Wilhelm
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Bemerkung<br />
4.2 Der Tunneleffekt<br />
Es soll nochmals <strong>der</strong> Transmissionskoeffizient <strong>in</strong> Abhängigkeit <strong>der</strong> Barrierenhöhe E0 wie<br />
<strong>in</strong> Abbildung 4.11 auf <strong>der</strong> vorherigen Seite betrachtet werden. Hierbei wählt man jedoch<br />
<strong>der</strong> Anschaulichkeit halber e<strong>in</strong>e Barrierenbreite a von 2, 3 nm und erhöht sukzessive die<br />
Barrierenhöhe von E0 = 0 eV bis E0 = 7, 1 eV. Für E0 < 7, 03 eV erhält man e<strong>in</strong>en<br />
Potentialtopf. Anschaulich ist dies <strong>in</strong> Abbildung 4.13 auf <strong>der</strong> nächsten Seite verdeutlicht.<br />
Neben dem Transmissionskoeffizienten kann man auch den Reflexionskoeffizienten betrach-<br />
ten. Dieser ist genau 1 - T (E) und kann außerdem analog zum Ansatz des Transmissions-<br />
koeffizientens (vergleiche Gleichung (4.33) auf Seite 48) aus dem Verhältnis des Amplitu-<br />
denquadrats <strong>der</strong> reflektierten zur e<strong>in</strong>fallenden Welle errechnet werden. Aufgrund weiterer<br />
ausführlicher Rechnungen sei an dieser Stelle darauf verzichtet.<br />
Im Falle E0 < 7, 03 eV kann man erkennen, dass <strong>der</strong> Transmissionskoeffizient e<strong>in</strong> oszillato-<br />
risches Verhalten zeigt. Bei bestimmten Energien wird dieser genau 1. Infolgedessen muss<br />
<strong>der</strong> Reflexionskoeffizient 0 werden. Dazu betrachtet man Gleichung (4.35) auf Seite 49. Für<br />
E0 < E, was genau bei E0 < 7, 03 eV <strong>der</strong> Fall ist, wird das Argument des s<strong>in</strong>h komplex.<br />
Für diesen Fall gilt s<strong>in</strong>h(ix) = i s<strong>in</strong>(x) bzw. s<strong>in</strong>h 2 (ix) = − s<strong>in</strong> 2 (x). Bekanntermaßen liegen<br />
die Nullstellen des s<strong>in</strong>(x) bei x = n·π mit n ∈ Z. Damit <strong>der</strong> Transmissionskoeffizient genau<br />
1 wird, muss <strong>der</strong> Term s<strong>in</strong>h 2 (αa) = 0 werden. Also:<br />
Stellt man diese Gleichung um, so erhält man:<br />
�<br />
2m(E − E0)<br />
α · a =<br />
· a<br />
�<br />
! = n · π (4.37)<br />
n2π2�2 = E − E0n<br />
2ma2 ⇐⇒ E0n = E − n2π2�2 2ma 2<br />
(4.38)<br />
Dies s<strong>in</strong>d genau die Energien, bei denen e<strong>in</strong>e Resonanz im Potentialtopf entsteht. In diesem<br />
Fall wird <strong>der</strong> Topf komplett durchlässig. Anschaulich kann man sich die Entstehung <strong>der</strong><br />
Resonanzen durch destruktive Interferenz <strong>der</strong> e<strong>in</strong>laufenden Welle mit <strong>der</strong> am Ende des<br />
Potentailtopfs zurückreflektierten Welle erklären.<br />
Betrachtet man allgeme<strong>in</strong> die Beschreibung e<strong>in</strong>er Wellenfunktion, so kann man den oszil-<br />
lierenden Anteil mit s<strong>in</strong>(kx) mit dem Wellenvektor k beschreiben. Mit <strong>der</strong> Def<strong>in</strong>ition des<br />
Wellenvektors k = 2π<br />
λ<br />
folgt, dass die Maxima für Transmission genau dann zu f<strong>in</strong>den s<strong>in</strong>d,<br />
wenn sich im Potentialtopf e<strong>in</strong>e stehende Welle ausbildet:<br />
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