Tunneleffekt

Tunneleffekt

Aufenthaltswahrscheinlichkeit eines Elektrons, das auf eine Potentialbarriere trifft. Mit geringer Wahrscheinlichkeit geht es durch die Barriere hindurch, was nach der klassischen Physik nicht möglich wäre.

Tunneleffekt ist in der Physik eine veranschaulichende Bezeichnung dafür, dass ein atomares Teilchen eine Potentialbarriere von endlicher Höhe auch dann überwinden kann, wenn seine Energie geringer als die Höhe der Barriere ist. Nach den Vorstellungen der klassischen Physik wäre dies unmöglich, nach der Quantenmechanik ist es möglich. Mit Hilfe des Tunneleffekts wird unter anderem der Alpha-Zerfall von Atomkernen erklärt. Technische Anwendungen sind beispielsweise das Rastertunnelmikroskop und der Flash-Speicher.

Entdeckung

1897 beobachtete Robert Williams Wood den Effekt in einem Experiment bei der Feldemission von Elektronen im Vakuum, ohne ihn deuten zu können.

1926/1927 hat Friedrich Hund den später so genannten Tunneleffekt (dessen Entdeckung oft George Gamow zugeschrieben wird) zuerst bei isomeren Molekülen entdeckt und beschrieben.[1][2]

1926 legten Gregor Wentzel, Hendrik Anthony Kramers und Léon Brillouin mit der nach ihnen benannten WKB-Methode den Grundstein für die quantenmechanische Erklärung von Tunnelprozessen. Mit dieser Methode konnten 1928 George Gamow bei seinem Aufenthalt bei Max Born in Göttingen sowie Ronald W. Gurney und Edward U. Condon den Alphazerfall erklären.[3] Gleichzeitig gelang Ralph Howard Fowler und Lothar Wolfgang Nordheim die Erklärung der Feldemission von Elektronen.

Der schwedische Physiker Oskar Klein gab 1929 eine verfeinerte Theorie der Durchtunnelung von Barrieren durch sehr schnelle Teilchen an.

Quantenmechanische Erklärung

Schematische Darstellung des Tunneleffekts:
Ein Teilchen trifft von links kommend auf eine Potentialbarriere. Die Energie des getunnelten Teilchens bleibt gleich, nur die Amplitude der Wellenfunktion wird kleiner und somit die Wahrscheinlichkeit, das Teilchen aufzufinden.

Die quantenmechanische Betrachtungsweise geht von der Schrödingergleichung aus, einer Differentialgleichung für die Wellenfunktion $ \Psi $, die angibt, wo sich ein Teilchen aufhalten kann. Diese Wellenfunktion ist auch im „verbotenen“ Bereich, also innerhalb oder jenseits der Barriere, nirgends gleich Null, sondern klingt dort mit zunehmender Eindringtiefe exponentiell ab. Auch am Ende des verbotenen Bereiches ist ihr Wert also nicht Null. Da das Betragsquadrat der Wellenfunktion $ \left|\Psi\right|^2 $ als Wahrscheinlichkeitsdichte für den Ort des Teilchens interpretiert wird, gibt es eine von Null verschiedene Wahrscheinlichkeit für das Teilchen, auf der anderen Seite der Barriere aufzutauchen.

Wie viele Effekte der Quantentheorie spielt auch der Tunneleffekt nur bei extrem kurzen Distanzen sowie sehr kurzen Zeitabschnitten oder hohen Energien eine Rolle.

Die Namensgebung Tunneleffekt trägt dem Umstand Rechnung, dass die Teilchen die Barriere klassisch nicht überwinden können, und man sich den Effekt, wenn überhaupt, eher als eine Art „Durchtunnelung“ der Barriere vorstellen muss.

Quantenmechanische Erscheinungen verleiten zu Überlegungen, die zwar richtig sind, aber nicht realistisch: Denn ein Kuriosum der Quantenmechanik ist, dass der Versuch, durch eine Hauswand hindurchzugehen, nicht zwangsläufig scheitert. Es besteht eine Wahrscheinlichkeit ungleich Null, dass jedes einzelne Teilchen im menschlichen Körper die Potentialbarrieren der Wand überwindet und sich anschließend auf der anderen Seite der Wand befindet. Diese Wahrscheinlichkeit ist allerdings äußerst gering.

Auftreten und Anwendungen

Kernfusion in Sternen

Druck und Temperatur in der Sonne und anderen Sternen würden, energetisch betrachtet, nicht für eine thermonukleare Fusion von Atomkernen ausreichen, die die Quelle der emittierten Strahlung ist. Durch den Tunneleffekt wird das Coulomb-Potential jedoch mit einer gewissen Wahrscheinlichkeit quantenmechanisch überwunden.[4] Der Tunneleffekt ist insofern mitentscheidend für das Leben auf der Erde.[5]

Astrochemie in interstellaren Molekülwolken

Durch Einbeziehung des Tunneleffekts sind viele astrochemische Synthesen von Molekülen in interstellaren Dunkelwolken erklärbar, u. a. die Synthese von molekularem Wasserstoff, Wasser (Eis) und dem präbiotisch wichtigen Formaldehyd.[5]

Quantenbiologie

Der Tunneleffekt ist einer der zentralen Effekte in der Quantenbiologie.[5] So ist der genetische Code unter anderem durch das Auftreten von Protonen-Tunneln in der DNA nicht vollständig stabil. Dadurch ist der Tunneleffekt mitverantwortlich für das Auftreten von Spontan-Mutationen[6]. Elektronentunneln spielt dagegen bei vielen biochemischen Redox- und Katalysereaktionen eine wichtige Rolle.[5]

Alphazerfall

Auf dem Tunneleffekt beruht unter anderem der Alphazerfall von Atomkernen. Nach der klassischen Physik dürfte der Kern wegen der anziehenden starken Wechselwirkung nicht zerfallen. Jedoch kommt es durch den Tunneleffekt zu einer von Null verschiedenen Wahrscheinlichkeit pro Zeiteinheit (Zerfallswahrscheinlichkeit) dafür, dass das Alphateilchen den Kern verlässt, denn die quantenmechanische Aufenthaltswahrscheinlichkeit des Alphateilchens ist auch jenseits der Energiebarriere nicht gleich Null; befindet sich das positiv geladene Alphateilchen einmal außerhalb der Barriere, verlässt es durch Abstoßung vom ebenfalls positiv geladenen Rest des Kerns diesen endgültig. Aus der Zerfallswahrscheinlichkeit ergibt sich für diesen stochastischen Vorgang eine Halbwertszeit.

Zwei-Elektroden-Tunneln

1933 haben Hans Bethe und Arnold Sommerfeld näherungsweise die Tunnelstromdichte zwischen zwei Elektroden mit geringer Potentialdifferenz und trapezförmiger Potentialbarriere berechnet. Eine etwas bessere Näherung konnte dann 1935 von R. Holm und B. Kirschstein angegeben werden, die die Form der Potentialbarriere mit einer Parabel approximierten. Holm verfeinerte 1951 seine Theorie dahingehend, dass er die Tunnelstromdichte auch für Potentialdifferenzen angeben konnte, die in der Größenordnung der Austrittsarbeit von üblichen Elektrodenmaterialien liegt. Erst 1963 konnte J. Simmons eine generalisierte Formel angeben, mit der die Tunnelstromdichte für alle Potentialdifferenzen zwischen zwei Elektroden ausgerechnet werden kann, wobei dann auch die Feldemission mit eingeschlossen ist.

Feldelektronen- und Feldionenmikroskop

Eine wichtige Anwendung fand der Tunneleffekt bei den hochauflösenden Mikroskopen, die Erwin Wilhelm Müller in Berlin entwickelt hat. 1936 beschrieb er das Feldelektronenmikroskop und 1951 dann das Feldionenmikroskop, das als erstes Instrument eine atomare Auflösung ermöglichte.

Tunneldiode

1957 entwickelte Leo Esaki die erste Tunneldiode, ein elektronisches Hochfrequenz-Halbleiterbauelement mit negativem differentiellen Widerstand. Er bekam dafür 1973 den Nobelpreis für Physik.

Supraleitung

1960 entdeckten Ivar Giaever und J. C. Fisher das Ein-Elektron-Tunneln zwischen zwei Supraleitern. 1962 entdeckte Brian D. Josephson, dass auch Cooper-Paare tunneln können (Josephson-Effekt). Dies wurde 1963 von Philip Warren Anderson, J. M. Rowell und D. E. Thomas für den Gleichstromfall und von Sidney Shapiro für den Wechselstromfall experimentell nachgewiesen. Josephson erhielt dafür 1973 den Nobelpreis für Physik.

Rastertunnelmikroskop

Gerd Binnig und Heinrich Rohrer entwickelten ein Verfahren, mit dem erstmals das kontrollierte Zwei-Elektroden-Tunneln im Vakuum möglich wurde, das schließlich zur Erfindung des Rastertunnelmikroskops führte. Das Patent für diese Technik wurde 1979 beantragt. Sie bekamen dafür 1986 zusammen mit Ernst Ruska den Physik-Nobelpreis verliehen.

Magnetischer Tunnelwiderstand

Beim magnetischen Tunnelwiderstand wird die Tatsache ausgenutzt, dass sich der Tunnelstrom zwischen zwei an einem magnetischen Tunnelkontakt durch einen dünnen Isolator getrennten Ferromagnetika durch ein äußeres Magnetfeld ändert. Dieser Effekt wird zum Beispiel beim Auslesen der Daten in modernen Festplatten ausgenutzt (TMR-Effekt).

Flash-Speicher

Flash-Speicher-Medien, wie USB-Sticks und Speicherkarten verwenden Floating-Gate-(MOS)FETs und beruhen somit ebenfalls auf dem Tunneleffekt.

Tunneleffekt am Beispiel des Kastenpotentials

Zur mathematischen Beschreibung des Tunneleffekts betrachten wir das Potential

Diagramm zum Potential
$ V(x)=\begin{cases} V_0 & \text{falls } x \in D:=[-a,a] \\ 0 & \text{falls }x\notin D \end{cases} \quad $

und unterteilen den Raum in die drei Bereiche (I) (links der Barriere), (II) (in der Barriere) und (III) (rechts der Barriere). Das von links (Bereich I) einfallende Teilchen hat die Energie E mit $ 0<E<V_0 $. Klassisch betrachtet würde ein von links einfallendes Teilchen an der Barriere $ x=-a $ reflektiert.

Die stationäre Schrödingergleichung für die Wellenfunktion $ \Phi(x) $ eines Teilchens der Masse $ m $ und der Energie $ E $ in diesem Potential lautet:

$ -\frac{\hbar^2}{2\, m}\frac{\mathrm d^2}{\mathrm dx^2}\Phi(x) + V(x)\Phi(x)=E\Phi(x), $

wobei $ \hbar $ das reduzierte plancksche Wirkungsquantum ist. Um die Gleichung zu lösen, wählen wir für die Wellenfunktion in den Bereichen (I) und (III) den Ansatz:

$ \!\,\Phi(x) = A\, \mathrm{e}^{ikx}+B\, \mathrm{e}^{-ikx} $

Dies ist eine Superposition einer einlaufenden $ (\mathrm{e}^{ikx}) $ und auslaufenden $ (\mathrm{e}^{-ikx}) $ ebenen Welle mit noch zu bestimmenden $ A $ und $ B $. Der Wellenvektor $ k $ ist durch

$ E=\frac{\hbar^2k^2}{2\, m} $

bestimmt.

Im Bereich (I) ist anschaulich klar, dass $ A = 1 $ und $ B = R $ sein muss. Dabei ist $ R $ der komplexe Reflexionskoeffizient, welcher den Anteil der einlaufenden Welle beschreibt, der vom Potential reflektiert wird. Wird $ |R|^2=1 $, sind wir beim klassischen Grenzfall und das einlaufende Teilchen wird total reflektiert. Wir haben also

$ \!\,\Phi_{\text{I}}(x)=\mathrm{e}^{ikx} + R\, \mathrm{e}^{-ikx} $

Im Bereich (III) haben wir, da von rechts kein Teilchen kommt, nur einen eventuell durchgelassenen Teil der einfallenden Welle und setzen an:

$ \!\,\Phi_{\text{III}}(x)=T\, \mathrm{e}^{ikx} $

Dabei ist $ T $ der komplexwertige Transmissionskoeffizient. Da die Wahrscheinlichkeitsstromdichte erhalten bleiben muss, folgt aus der Kontinuitätsgleichung (ohne Beweis):

$ \!\,|R|^2 + |T|^2 = 1 $

Dies ist anschaulich klar, da das Teilchen nicht verschwinden kann.

Im Bereich (II) wählen wir den allgemeinen Ansatz

$ \!\,\Phi_{\text{II}}(x) = \alpha\mathrm\, {e}^{\kappa x} + \beta\mathrm{e}^{-\kappa x} $

dabei ist $ \kappa = \sqrt{\frac{2\, m}{\hbar^2}\left(V_0-E\right)} $ und reell, da $ \!\,V_0 - E > 0 $ ist.

Damit sind die physikalischen Überlegungen abgeschlossen und es bleibt mathematische Handarbeit. Durch die Stetigkeitsbedingung der Wellenfunktion und deren Ableitung an den Stellen (x=-a) und (x=a) erhält man vier Gleichungen für die vier Unbekannten $ R $, $ T $, $ \alpha $ und $ \beta $. Die Lösungen gelten dann für alle Energien $ E $ > 0 und man erhält zum Beispiel für den Transmissionskoeffizienten bei $ E<V_0 $:

$ T(E)=\mathrm{e}^{-2 i k a} \frac{2\, k\kappa}{2\, k\kappa\cosh(2\, \kappa a)-i(k^2\, -\kappa^2)\sinh(2\, \kappa a)} $
Verlauf des Transmissionskoeffizienten $ |T|^2 $ in Abhängigkeit vom Verhältnis der Höhe $ V_0 $ der Potentialbarriere zur Energie $ E $ des tunnelnden Teilchens. Die verschieden farbigen Kurven unterscheiden sich im Parameter $ k\cdot b $. Dabei ist $ b=2a $ die Breite der Barriere und $ k=\left|\vec{k}\right|=\sqrt{2mE}/\hbar $ der Betrag des Wellenvektors des freien Teilchens.

Die Wahrscheinlichkeit für eine Transmission ist dann gerade das Betragsquadrat von $ T $ und lautet:

$ P_T(E)=\frac{1}{1 + \frac{V_0^2}{4E\left(V_0-E\right)}\sinh^2(2\kappa a)} $

Der Funktionsverlauf ist in der nebenstehenden Grafik zu sehen. Man sieht, dass die Transmissionswahrscheinlichkeit auch für $ E<V_0 $ nicht null ist, dass also eine endliche Wahrscheinlichkeit besteht, das Teilchen auf der klassisch verbotenen Seite zu finden. Dies ist der Tunneleffekt. Interessant ist, dass die Transmissionswahrscheinlichkeit für $ E>V_0 $ nicht unbedingt 1 ist, d. h. das Teilchen auch reflektiert werden kann, wenn es klassisch immer über die Barriere käme.

Um die obige Formel noch etwas anschaulicher zu machen, betrachtet man beispielsweise den Grenzfall ($ V_0\rightarrow 0 $). Hier geht die Transmissionswahrscheinlichkeit gegen 1, was auch anschaulich klar ist: keine Barriere, keine Reflexion.

Messung des Zeitbedarfs

Obige Gleichungen geben keine Auskunft, wie lange das Teilchen braucht, um von einem Ende des Tunnels zum anderen zu gelangen. Die Schätzungen für Elektronen lagen zwischen Null und etwa 500·10−18 Sekunden. Aktuelle Experimente an der ETH Zürich[7] (2008) haben einen Zeitbedarf von maximal 34·10−18 s ergeben, das ist die Messgenauigkeit der Anordnung. Im Experiment wurde ein zirkular polarisierter Laserpuls von nur 5·10−15 s Dauer (während dieser Zeit rotiert der elektrische Feldvektor einmal um 360°) auf ein Elektron geschossen, das „hinter“ einem Potentialwall von 24,6 eV an ein Heliumatom gebunden war. Die Durchtrittswahrscheinlichkeit des Elektrons ist bei dieser Wallhöhe so gering, dass keine spontane Ionisation des He-Atoms beobachtet wird.

Durch den kurzen Laserpuls verringerte sich die Höhe des Potentialwalls für eine definierte Zeit so weit, dass eines der beiden Elektronen das Atom verlassen konnte. Dann wurde es vom elektrischen Feld des Lichtpulses beschleunigt und vom He+-Ion entfernt. Aus der Abflugrichtung konnte der Zeitverlauf berechnet werden. Nach Ansicht der Forscher ist das Elektron unmittelbar nach seinem „Verschwinden“ auf der Innenseite des Potentialwalls wieder außen aufgetaucht. Bei dem Versuch handelte es sich nicht um eine Photoionisation, weil dazu eine Photonenenergie im UV-Bereich notwendig gewesen wäre. Der verwendete Femtosekundenlaser hat zwar keine exakt definierbare Wellenlänge, der Schwerpunkt seines breitbandigen Bereiches liegt jedoch eindeutig im IR-Bereich. Hier reicht die Photonenenergie nicht aus, um Helium zu ionisieren.

Siehe auch

Literatur

  • Robert Williams Wood: A new form of Cathode Discharge and the Production of X-Rays, together with some Notes on Diffraction. In: Phys. Rev. 5, 1, 1897, S. 1–10.
  • Julius Elster, Hans Friedrich Geitel: Über den Einfluß eines magnetischen Feldes auf die durch Becquerelstrahlen bewirkte Leitfähigkeit der Luft. In: Verh. Dtsch. Ges. 1, 1899, S. 136–138.
  • Ernest Rutherford, Frederick Soddy: The Radioactivity of Thorium Compounds. II. The cause and nature of radioactivity. In: J. Chem. Soc. 81, 321, 1902, S. 837–860.
  • Ernest Rutherford, Thomas Royds: The Nature of the Alpha Particle from Radioactive Substances. In: Philosophical Magazine. 6, 17, 1909, S. 281–286.
  • Hendrik Anthony Kramers: Wellenmechanik und halbzählige Quantisierung. In: Z. Phys. 39, 1926, S. 828–840.
  • Ralph Howard Fowler, Lothar Wolfgang Nordheim: Electron Emission in Intense Electric Fields. In: Proc. Roy. Soc. Lond. A119, 781, 1928, S. 173–181.
  • George Gamow: Zur Quantentheorie des Atomkernes. In: Z. Phys. 51, 3, 1928, S. 204–212.
  • Ronald W. Gurney, Edward U. Condon: Wave Mechanics and Radioactive Disintegration. In: Nature. 122, 1928, S. 439.
  • Hans Bethe, Arnold Sommerfeld: Handbuch der Physik von Geiger und Scheel. Band 24/2, Julius-Springer-Verlag, Berlin 1933, S. 450.
  • R. Holm, B. Kirschstein: Über den Widerstand dünnster Fremdschichten in Metallkontakten. In: Z. Tech. Physik. 16, 1935, S. 488.
  • R. Holm: The Electric Tunnel Effect across Thin Insulator Films in Contact. In: J. Appl. Phys. 22, 1951, S. 569–574.
  • J. Simmons: Generalized Formula for the Electric Tunnel Effect between Similar Electrodes Separated by a Thin Insulating Film. In: J. Appl. Physics. 34, 1963, S. 1793.
  • Erwin Wilhelm Müller: Versuche zur Theorie der Elektronenemission unter der Einwirkung hoher Feldstärke. In: Phys. Z. 37, 1936, S. 838–842.
  • Erwin Wilhelm Müller: Das Feldionenmikroskop. In: Z.Phys. 131, 1951, S. 136.
  • Leo Esaki: New Phenomenon in Narrow Germanium p-n Junctions. In: Phys. Rev. 109, 1958, S. 603–604.
  • J. C. Fisher, Ivar Giaever: Tunneling Through Thin Insulating Layers. In: J. Appl. Phys. 32, 1961, S. 172–177.
  • Brian D. Josephson: Possible New Effects in Superconducting Tunneling. In: Phys. Lett. 1, 1962, S. 251–253.
  • Philip Warren Anderson, J. M. Rowell, D. E. Thomas: Image of the Phonon Spectroscopy in the Tunneling Characteristic between Superconductors. In: Phys. Rev. Lett. 10, 1963, S. 334–336.
  • Sidney Shapiro: Josephson Current in Superconducting Tunneling: The Effect of Microwaves and other Observations. In: Phys. Rev. Lett. 11, 1963, S. 80–82.
  • Gerd Binnig, Heinrich Rohrer: Gerät zur rasterartigen Oberflächenuntersuchung unter Ausnutzung des Vakuum-Tunneleffekts bei kryogenischen Temperaturen. Europäische Patentanmeldung 0 027 517, Priorität: 20. September 1979 CH 8486 79
  • Gerd Binnig, Heinrich Rohrer, C. Gerber, E. Weibel: Tunneling through a Controllable Vacuum Gap. In: Appl. Phys. Lett. 40, 1982, S. 178–180.
  • Dilip K. Roy: Quantum mechanical tunnelling and its applications. World Scientific, Singapore 1986, ISBN 9971-5-0024-8.
  • Markus Bautsch: Rastertunnelmikroskopische Untersuchungen an mit Argon zerstäubten Metallen. Kapitel 2.1 Vakuumtunneln. Verlag Köster, Berlin 1993, ISBN 3-929937-42-5.
  • Shin Takagi: Macroscopic quantum tunneling. Cambridge Univ. Press, Cambridge 2002, ISBN 0-521-80002-1.
  • Joachim Ankerhold: Quantum tunneling in complex systems - the semiclassical approach. Springer, Berlin 2007, ISBN 978-3-540-68074-1.

Einzelnachweise

  1. Friedrich Hund, der Tunneleffekt und das Leuchten der Sterne. auf Deutschlandfunk, gesendet am 4. Februar 2016.
  2. Hund: Zur Deutung der Molekelspektren III, Zeitschrift für Physik, Band 43, 1927, S. 805–826. Hund verwendete für Moleküle meist die Bezeichnung Molekel. Zu Hunds Entdeckung des Tunneleffekts: Rechenberg, Mehra: The historical development of quantum theory, Band 6, Teil 1, S. 535
  3. George Gamow: Zur Quantentheorie des Atomkernes. In: Zeitschrift für Physik. 51, 1928, S. 204.
  4. G. Wolschin: Thermonuclear Processes in Stars and Stellar Neutrinos. In: L. Castell, O. Ischebeck (Hrsg.): Time, Quantum and Information. Part II, Springer-Verlag, Berlin/ Heidelberg/ New York 2003, S. 115–134.
  5. 5,0 5,1 5,2 5,3 F. Trixler: Quantum Tunnelling to the Origin and Evolution of Life. In: Current Organic Chemistry. Band 17, Nr. 16, August 2013, S. 1758–1770, doi:10.2174/13852728113179990083, PMC 3768233 (freier Volltext).
  6. Per-Olov Löwdin: Proton Tunneling in DNA and its Biological Implications. In: Reviews of Modern Physics. Band 35, Nr. 3, 1963, S. 724–732, doi:10.1103/RevModPhys.35.724.
  7. Petrissa Eckle, Mathias Smolarski, Philip Schlup, Jens Biegert, Andre Staudte, Markus Schoffler, Harm G. Muller, Reinhard Dorner, Ursula Keller: Attosecond angular streaking. In: Nat Phys. Band 4, Nr. 7, Juni 2008, S. 565–570, doi:10.1038/nphys982.

Weblinks


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