CC BY
34
Физика твёрдого тела Вестник Нижегородского университета им. Н.И. Лобаневского, 2013, № 2 (2), с. 58-65
УДК 535.8; 537.9; 539.23
ВЛИЯНИЕ ВНЕШНЕГО ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ПОЛЯ И ДИССИПАТИВНОГО ТУННЕЛИРОВАНИЯ НА ФОТОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЮ КВАНТОВОЙ
МОЛЕКУЛЫ С РЕЗОНАНСНЫМ И-СОСТОЯНИЕМ D2 -ЦЕНТРА
© 2013 г. В.Д. Кревчик1, А.Б. Грунин1,М.Б. Семенов1, О.Н. Горшков2, М.О. Марычев2,
Д.О. Филатов2, С.А. Губина1, Т.А. Губин1, С.В. Яшин1
'Пензенский госуниверситет 2НИФТИ ННГУ им. Н.И. Лобачевского
physics@pnzgu.ru
Поступила в редакцию 04.04.2013
В модели потенциала нулевого радиуса исследовано влияние внешнего электрического поля на фотолюминесценцию квантовой молекулы, связанную с излучательным переходом электрона с резонансного и-состояния на g-терм D,- -центра при наличии диссипативного туннелирования. Показано, что вероятность фотолюминесценции возрастает примерно на два порядка при напряженности внешнего электрического поля, для которой исходно асимметричный двухъямный осцилляторный потенциал, моделирующий квантовую молекулу, становится симметричным. Выявлена высокая чувствительность вероятности фотолюминесценции к таким параметрам диссипативного туннелирования, как температура, частота фононной моды и константа взаимодействия с контактной средой.
Ключевые слова: квантовая молекула, вероятность фотолюминесценции, внешнее электрическое поле, диссипативное туннелирование.
Введение
Интерес к квантовой молекуле (КМ) с резонансным и -состоянием D2 -центра связан с перспективой создания новых источников стимулированного излучения на примесных переходах [1].
Использование внешнего электрического поля для управления временем жизни резонансного и-состояния в КМ требует детального исследования спектров фотолюминесценции (ФЛ) КМ в зависимости от величины прикладываемого внешнего электрического поля. В работе [2] продемонстрировано различие в характере действия сильного (>105 В/см) внешнего электрического поля на ФЛ квантовых точек (КТ) CdSe различной формы, определена связь между величиной внешнего электрического поля и средним временем затухания ФЛ. Цель данной работы - установление зависимости ФЛ, связанной с излучательным переходом электрона с резонансного и-состояния в стационарное ^-состояние D- -центра в КМ, от величины внешнего электрического поля в условиях туннельного распада.
Расчет энергетического спектра D- -центра в квантовой молекуле с резонансным и -состоянием
Рассмотрим состояние D2" -центра в одной из КТ, образующих КМ. Пусть D0 -центры моле-
кулярного иона расположены в точках с координатами Ка1 =(0,0,0) и Яа2 = (ха2,0,0), здесь
Каі =(хаі , Уаі , ^аі ) (і = ', 2) - прямоугольные
декартовы координаты D -центров относительно одной из КТ. Внешнее электрическое поле Е0 направлено вдоль оси х. Двухцентро-вый потенциал моделируется суперпозицией потенциалов нулевого радиуса мощностью у і = 2 % Й21 (а іШ *) и в декартовой системе координат имеет вид:
^ Каи Ка2 )=]^ У і ^ - Каі )х
і=1 (1)
4 + Г - Ка, К ],
где аі определяется энергией Еі = - Й 2а2 х х (2 ш* )-1 электронного локализованного состояния на этих же D0 -центрах в объемном полупроводнике.
Для не возмущенных примесями одноэлектронных состояний в продольном электрическом поле гамильтониан соответствующей спектральной задачи в модели параболического потенциала конфайнмента имеет вид:
Н = - Й2/(2 Ш*)У2 +
* 2^2 2 2 \ //-\ Мг--
+ ш ®0 \Х + У + ї Л2 - ^Е0 х,
где ш* - эффективная масса электрона; га0 - характерная частота удерживающего потенциала КТ; |е| - абсолютное значение заряда электрона. Собственные значения Е и соответст-
п Ь п 2, п 3
вующие собственные функции ^ (х, У, ї)
гамильтониана (2) даются выражениями вида:
Е_ _ _ = Йга 0 (п 1 + п2 + п3 + 32)-
' пх, п 2,п3 ' “ ~ 0
22
-|е|2 Е21 (2 ш *ю2),
п1 +п 2 +п3 1 3 3
Т„_„Дх,у,ї) = 2 2 (п1! п2!п3!)-2 % 4 а 2
пі, п 2 ,п 3
хр-[(х-х0)'
х ехр(-|(х-х0 )2 + у2 + ї2 ]/(2 а2 ))х
ямы; а = ^И /(ш * га 0)
удерживающего потенциала, х0 = |е|Е/(т *га2); Нп (х) - полиномы Эрмита.
В приближении эффективной массы волновая функция электрона ^Дг;Яа1,Яа2), локализованного на D2 -центре, удовлетворяет уравнению Липпмана-Швингера
^(г; яа1 , К2 )=
= |^ Ф,/■;Е*)^/-;Ял,Яа2К(г;ЯЛ,ЯЛ)
и имеет вид линейной комбинации
^2 )= У У к Ск ф, Как '; Е X ) , (6)
/2 .Л//2Ч
= У
п ,п ,п
(Т 1 Кь п2, п3 (Г)
п1,п2,п3 1 п1,п2,п3
Ех -Е
X пі, по , п
Используя выражения (3) и (4), для одноэлектронной функции Грина в (7) получим
о(г,Яак;Ех)=-(2%)-! р-2Е-1 а-3 х -(х-х 0 )■
х ехр
(х ак -х 0 )2 + у2к + 21к +(х-х 0 )2 + У 2 + г 2
2 а/
да
: | — ехр [-ед t]х
(3)
УIV У
п1 = 04 ^
н.
х - х„
(4)
У
п2 = 0 V У
п 1!
і Уак Л
н
п 2!
где п1,п2,п3 = 0,1,2,... - квантовые числа, соответствующие уровням энергии осциллятор-ной сферически-симметричной потенциальной
н
-/ Л п 3 11 пэ
V а У
н
(8)
п 3!
характерная длина
\(5)
где Ск =(Тк^х)(Яак;ял,яа2); Тк = Нщ [1 +
г нЯак
+ (г~Как )уг ]; ^ Как;Е х) - одноэлектронная
*Д¥
пз = 0 V ^ У
здесь индекс k = 1,2; ед = — p(пq2 + г П^2)+
+3 / 2— (р37 2аа\е\Е0 /Ел )2 + г Гой р/Ел ; П2 +
+ г <2 = Ех/ Ел ; р= Я 0 / (4Ц); Я 0= 2 Я о/ал ;
Я 0 - радиус КТ; Ц* = Ц / Еа ; и0 - амплитуда потенциала конфайнмента КТ, удовлетво-
2тт * 2 7"> 2 *
и 0 = т га 0 Я 0 ; т -эффективная масса электрона; га0 - характерная частота удерживающего потенциала КТ; Ел, ал - эффективная боровская энергия и боровский радиус соответственно; Г0 - вероятность диссипативного туннелирования.
Вероятность диссипативного туннелирования Г0 рассчитана в одноинстантонном приближении. При этом КМ моделировалась двухъямным осцилляторным потенциалом вида:
функция Грина, соответствующая источнику в
точке Я а1 и энергии Е х = й (Я, + г X ) х
х (2 т * )—1 (XX учитывает уширение примесного энергетического уровня за счет туннельного распада, Е х - энергия, отсчитываемая от дна КТ):
Ф, Л;Ех) =
и (Я) = ^^(ч-а0)2 0(?) +
2
+ “2^(я + а0)2 0(-я)- I е I |Е0 ^,
(9)
где я - координата туннелирования, ю0 - характерная частота потенциала, 0(я) - единичная функция Хевисайда.
В случае взаимодействия с выделенной локальной модой одноинстантонное действие запишется в виде (в боровских единицах):
(7)
+1
/ *
V а0 + х0 у
Л( У + х*Л 3 - и0 ^ Л0
2р*
7 / *
Ь„ + х„
/ * +1 V а0 + х0 у
/* а0 + х0 У
1 (У + х* Л
I + 1
2у*
/*
V а0 + х0 У
х
хак х 0
а
а
х
х
2
а
х
х
г
к
а
3
2
х,-
0
2
2
1
-к
р 0 Л (р 0/2 -х 01 *) 1
V 8и(р */2 ) - 1
* гг, И(р0-х0
эЬ(р у)х1)
-сИ
РЧ х*
'+
+ D *
+ сЦ(р* -х,
[ск (р^тхо)
+
р*2 сИ (р *2 /2 -х 02 *) 1
1 к.,(р" 2) -1
1 -р*сИ(р*/2-х *)Л_
( Г А*
V V (
+ D*
и/и! гг,(сИ ((р*-х0 Х/х2Т)-сИ (10)
Vх2 )
2 sh (р*/ 2)
р2 сь(з;/2-х02*)-^Л
2
8И(р2/2>
/У
х1 А*
+ сИ
((р* - х0 Ух°\
р^сИ (р^2-х01*)-1 2 вИ(р^2)
(11)
+ D*
где
Э! сИ(р^2-х02*)-1 2 8И(р;/2)
х12 = —
1,2 2
* 2 * 2 4 * 2
е, а е, а
ь + 1 + С
4иг
4 е/и 0
* +
где
*2 *2
4 * 2 Л 2
е г а л е, а ь +1 + С
V 4и0
4 е * 2и* ^Ьь и 0 У
е / а*2
и*
І
у- = ((еЬ а-7 (4 и;) + 1 + е С' а->/ (4 г‘й 0 ))
-еЬ’ а* V и; Г,
х0 = arcsh
1 / *
1 - Ь0 + х0
1 / *
а + х„
sh (р*)/! 1 + ^7+^
+ р*
а* =(2 еЬ а*2 - х° у ((х°- х°х),
D* = (2е/а*2 -х2*У((г; -х*^*), р;=^2й:Д/(а* е*т),
р2 = л/2й^л/х°/(а* еТ), х0: =х0л/х°/V2, х*2 = х0л/х°/^.
Суммирование в (8) по квантовым числам п 1, п 2, п 3 можно выполнить, воспользовав-
е* = кТ/Е- , еЬ = ЙгаЬ/Е- , еС = П^Гс/е
р* = л]й*/а*еТ , у = Ь0/Ч , а0 = а0Іа-
шись формулой Мелера [3]
(V \
х 0 = х0 /ал .
С экспоненциальной точностью вероятность туннелирования Г0 оценивается как Г0~ехр(— £). Предэкспоненциальный множитель В определяется вкладом траекторий, близко расположенных от инстантона. Для его вычисления действие раскладывалось до квадратичного члена по отклонениям д — дВ и проводилось интегрирование в функциональном пространстве. Выражение для предэкспоненты с учетом влияния локальной моды среды запишется в виде
н.
УІег
( 2
п =0 V У
V а У
н
п!
(12)
-\Д - <
[2г„ге^' -(г2а + г2)е^2' "ХР1---а 2 (1 - е -2')-----
В результате для электронной функции Грина получим:
G(r,Rak;Ех)=-(2%)-! р-2Е- а-х
В =
2
Ґ 7 / *
Ь 0 + х 0
/ *
V а 0 + х 0
Л
+ 1
| <* ехр[—ея (]1(1 - е -)
0 М.Л
3^
"2 х
хехр
2а2
-сйі(0
А *[р *сИ (р */2 )- 1 ]
D *[р;сИ (р 2/2)- 1 ]
х ехр -
(хак - х0 )(х - х0 )+ УакУ + 2ак2 ^ ЛЛ
(13)
Применяя последовательно операцию Тк (к = 1, 2) к обеим частям выражения (6) получим систему алгебраических уравнений вида:
+
х
х1 -
+
х
+
1
00
г
а
п
а
1
2 г
х
е т х
а
+
х
)С 1 =У 1 а 11 С1 + У 2 а 12 С 2 ,
1С 2 =У 1 а 21 С1 + У 2 а 22 С 2 ,
(14)
здесь акі = (Т kG ^У(Как > КаІ ;Е х); І, І = 1,2.
Исключая из системы (14) коэффициенты с і, содержащие неизвестную волновую функцию ^Х(Г;Яа1,Яа2), получим дисперсионное
уравнение электрона, локализованного на D2 -центре с резонансным и-состоянием в КМ:
У 1 а 11 + У 2 а 22 - 1 = У 1 У 2 (а 11 а 22 - а 12 а 21 ) . (15) Коэффициенты акІ, входящие в (15), с учетом (13) могут быть записаны в виде:
, . 3 - і
акк =-(2%)-2р 2Е-1а-3х
|-г ехр[-еЯ г]| (1- е~2')
х ехр
2х
(х - х0 У + Уак + гак
((х а к - х 0 У
)* (г
-(2,)- 2 ),
акі =-(2%)-2 р 2Е-1а-3 х (
(16)
Как-М с
2 а2
) сіИ(г)
х ехр
((х ак х0 )(хаі -х0 )+ УакУаІ + 2ак2аІ )х
(17)
В случае когда у =12 = У, уравнение (15) распадается на два уравнения, определяющих симметричное (§-терм) и антисимметричное (и-терм) состояния электрона соответственно:
1 а11 +1 а12 = 1 (С1 = C2), (18)
У а 11 -У а 12 = 1 (С1 = -С2).
(19)
При этом волновые функции стационарного (г; Яа1, Яа2) и резонансного D2- -состояния
Ч'Х (Г; Ка1, Ка 2) в КТ во внешнем электрическом
(Ка1 =(0,0,0) и Ка 2 = (х а 2,0,0) - коорди-
поле
наты D0 -центров) имеют соответственно вид:
ґ г г \ -1 -1-3
^ (Г; Ка1, Ка 2 )= -2 4 %- 1 р 4 а, 2
Г'Т
-
1
VI
Г
(
( „2\
(
У1 ехр
■'*•0 V «2 У
+ У 2 ехр
(х а 2 -х0 )
2
± 2 У1У 2ехр
( х0 (ха 2 -х0 )Л
ехр
( х 2 ~\У2
а2
2 а
V уУ
х ехр
У1
V 0
( г2
Л(
ехр
х0 (х-х0) Л І г
±У21-г ехр[-е: г](1-ехр(-2г)) 2 х
(Г-Ка 2 )
х ехр
2
2 а
х ехр -
(х а 2 -х0 )(х-х0 ) Л I
х (20)
ЛЛ
УУ
^ (Г ; Ка 1, Ка 2 )= -2Т 7 р
13 1 _3
2
-
( (е Л(
Г
V 2 У
(е„ -1ЛЛЛ
—
У
Г
(е„ -1
У1 ехр
(
+ У 2 ехр
(ха 2 -х0 )2
± 2 У1У 2ехр
( х0 (ха 2 -х0 )Л
ехр
( х 2 2
а2
2 а
V уУ
(
да
11— ехр[-ея г](1 - ехр(-2г))
х ехр
2 а2
сШ (г)
ехр
х0 (х-х0) лг г
да
±У21-г ехр[-ея г](1 - ехр(-2г))
3
"2 х
2
х
х
2
х
2
а
X
2
а
х
2
+ да
а
3
X
2
а
+да
X
X
2
Я
2
х
X
2
х
2
а
2
а
а
х
В дипольном приближении матричный элемент Ми2 соответствующего оптического перехода с учетом выражений (20) и (21) примет вид:
Рис. 1. Зависимость энергии связи Еg симметричного g-состояния (кривая 1), средней энергии связи Еи антисимметричного состояния (кривая 2) и расщепления ЬЕ (кривая 3) между g- и и-термами D— -центра (\Е1 |= 2 х 10—3 эВ, Я0 = 80 нм, и0 = 0,2 эВ) в КМ (Ь0 = 0,5, а0 = 1, ет = 1, ес = 1, еь = 1) от величины внешнего электрического поля
х ехр
/ мл
Л
х ехр'
2 а1
(ха2 -х0 )(х-х0)
Л'2
У
/у
Мие = і Х0
2 %а
га
10 х
(т; *(Г; Ял, Яа 2 )(е х, г )ТхЯ (Г; Ял, Яа 2))
1 -7 -1
= 22%-2 р-2а-3
( Го V Го Л
—
V 2 1 2 ,
V У\ V у
—
Ге Я -О ЛЛ
У
Г|Т - 2
Г'^ е -1 2
Г
е -1
(
( л-2
У1 ехр
± 2 УхУ 2ехр
'-"Г | + У2 ехр а '
( х0 (ха 2 - х0 )
(х а 2 - х0 )
2
ехр
( Г2 ЛЛ-1 2
V уу
(21)
х і X,
2 %а*
01 ■‘0 ^ -га
х | Л-х-У-г (е х, г )х
У1 |-г ехр[-е:г](1-ехр(-2г))-2 ехр| -)
Здесь верхний и нижний знаки относятся к g- и и-состояниям соответственно.
На рис. 1 представлены результаты численного анализа, полученные с помощью дисперсионных уравнений (18) и (19). Как видно из рис. 1, с ростом величины Е0 энергия связи стационарного g-
состояния и Еи уменьшаются вследствие электронной поляризации и штарковского сдвига энергии. При этом величина расщепления ДЕ^ между термами увеличивается за счет разной «скорости» движения g- и и -термов с ростом Е0. Таким образом, электрическое поле стимулирует распад D_ -центра с резонансным и -состоянием в КМ.
Расчет спектра фотолюминесценции
Рассмотрим ФЛ КМ при излучательном переходе электрона из квазистационарного и-состояния в стационарное g-состояние D;_ -центра.
(
х ехр
х0(х - х0) лг г
±У 2
| -г ехр[- е: г ](1 - ехр(- 2 г))
(Г - 2 )
3
2 х
х ехр
с&(г)
V
У
х ехр
(х а 2 - х0 )(х - х_с) ^Л
2
а
У
х' У1
да
| -г ехр[- е Я г ](1 - ехр(- 2 г))
3
2 х
х ехр
г2
сШ(г)
х ехр
х0 (х - х0 ) I
± У 2 |-г ехр[- еЯ г](1 - ехр(- 2 г))
0
3
2 х
2
Г
X
X
X
2
х
2
а
х
2
а
X
2
X
X
а
2
а
х
X
2
а
Рис. 2. Зависимость вероятности Pиg ФЛ (| Еі |= = 2 х Ю^эВ, К0 = 80 нм, и0 = 0.2 эВ) КМ (Ь0 =
= 0.5 , а0 = 1, ет = 1, ес = 1, еь = 1) от величины напряженности внешнего электрического поля для различных значений энергии фотона Тга: 1 -
Тга = 2.26 х 10-3 эВ, 2 - Тга = 2.37 х 10-3 эВ, 3 -
Тга = 2.43 х 10-3 эВ
х ехр
(г - я.
2а2
х ехр'
'(ха2 - х0 )(х - х0 ) 1И|г
ЛЛ
У
(22)
где X0 = Ееуу / Е0 - коэффициент локального поля, учитывающий увеличение амплитуды оптического перехода за счет того, что эффективное локальное поле примесного центра Ее// превышает среднее макроскопическое поле в кристалле Е ; а* = |е|2/(4%е0 л/в Йс) - постоянная тонкой структуры с учетом статической относительной диэлектрической проницаемости е; с - скорость света в вакууме; 10 - интенсивность света; ю - частота излучения с единичным вектором поляризации ех .
Вероятность Рие ФЛ КМ при наличии
внешнего электрического поля Е 0 с учетом плотности конечных состояний излучаемых фотонов запишется в виде:
р. =-
М х
иg\
Г
(23)
№
+ (Е- (л? + <2 )-й га)2
На рис. 2 представлена зависимость Ри;? от Е 0, построенная с помощью формулы (23). Из рис. 2 видно, что на кривой 2 зависимости вероятности Pug ФЛ от напряженности Е 0
внешнего электрического поля имеется максимум, связанный с появлением пика на полевой зависимости вероятности диссипативного туннелирования Г0. Последний объясняется тем, что первоначально асимметричный двухъямный осцилляторный потенциал КМ трансформируется в симметричный под влиянием внешнего электрического поля. Изменение энергии й га фотона при ФЛ по отношению к средней энергии перехода й га = Ед — Ех (здесь Ед - средняя энергия квазистационарного состояния, Е!! -энергия стационарного состояния D2 -центра) в силу неопределенности энергии электрона в и-состоянии приводит к уменьшению вероятности Pug ФЛ, что видно из рис. 3 (см. кривую 2). Так как ширина Д Ед примесного уровня в и-состоянии имеет монотонную зависимость от вероятности туннелирования Г0, то с изменением величины напряженности Е 0 внешнего электрического поля вероятность ФЛ Ри!^ убывает. Это видно из сравнения кривых 1 и 3 с кривой 2 на рис. 2. По этой же причине максимумы спектральных зависимостей вероятности Ри!, фотолюминесценции для значений напряженности электрического поля, отличных от той, при которой вероятность туннелирования Г0 достигает максимума, становятся меньше (ср. кривые 1 и 3 с кривой 2 на рис. 3). Также из рис. 2 видно, что на полевой зависимости вероятности Ри!^ ФЛ наблюдаются два максимума: больший соответствует ФЛ с энергией фотона й га = Ед — Е!!, а меньший - максимуму на полевой зависимости вероятности туннелирования Г0 (см. кривые 1 и 3 на рис. 2). Если же энергия фотона становится равной средней энергии оптического перехода, соответствующей максимуму Г0, то указанные выше максимумы объединяются в один (см. кривую 2 рис. 2). Смещение максимума ФЛ для энергии фотона й га = Ед — Ех в коротковолновую область спектра с увеличением напряженности электрического поля объясняется соответствующим поведением резонансного и-состояния и стационарного g-состояния (см. рис. 1): и-терм приближается (кривая 2), а g-терм удаляется (кривая 1) от уровня энергии
х
2
га
х
4
Рис. 3. Спектральная зависимость вероятности Р ФЛ (ІЕІ |= 2 х 10- эВ, К0 = 80 нм, и0 = 0.2 эВ) КМ (Ь0 = 0.5 , а0 = 1, ет = 1, ес = 1, еь = 1) для различных значений напряженности внешнего электрического поля Е0: 1 - Е0 = 8 х 105 В/м , 2 - Е0 = 8.4 х 105 В/м, 3 - Е0 = 8.5 х 105 В/м
основного состояния Е0 0 0 электрона в КТ. Это
приводит, как видно из кривой 3 рис. 1, к увеличению расщепления термов с ростом внешнего электрического поля.
Заключение
Исследована ФЛ КМ, содержащей D2 -центр с резонансным и-состоянием и квазиста-ционарным g-состоянием. КМ представляет собой две туннельно-связанные КТ с параболическим потенциалом конфайнмента. В модели потенциала нулевого радиуса получены дисперсионные уравнения, описывающие соответствующие и- и g-термы, при наличии внешнего электрического поля. Показано, что внешнее электрическое поле стимулирует распад D;_ -центра с резонансным и-состоянием. В дипольном приближении получена аналитическая формула для вероятности ФЛ КМ, связанной с излучатель-ным переходом электрона с резонансного и-состояния в квазистационарное g-состояние. Исследованы полевая и спектральная зависимости вероятности ФЛ КМ. Показано, что вероятность ФЛ возрастает примерно на два порядка при напряженности внешнего электрического поля, для которой исходно асимметричный двухъямный
осцилляторный потенциал, моделирующий КМ, становится симметричным. Таким образом, выявлена возможность эффективного управления ФЛ КМ с помощью внешнего электрического поля, что открывает определенные перспективы для создания новых источников излучения на основе структур с КМ.
Исследование выполнено при поддержке Министерства образования и науки Российской Федерации в рамках ФЦП «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России» (соглашение 14.B37.21.0132).
Работа частично выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант № 12-02-97002) и Фонда фундаментальных исследований в области естественных наук Министерства науки Республики Казахстан (грант 1253/ГФ), федеральной целевой программы «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России» (Программное мероприятие № 1.3.1.).
Список литературы
1. Алёшкин В.Я., Гавриленко Л.В., Одноблюдов М.А., Яссиевич И.Н. Примесные резонансные состояния в полупроводниках. Обзор // Физика и техника полупроводников. 2008. Т. 42. № 8. С. 899-922.
2. Гуринович Л.И., Лютин А.А., Ступак А.П. и др. Влияние электрического поля на фотолюминесценцию нанокристаллов селенида кадмия//Журн. прикладной спектроскопии. 2010. Т. 77. № 1. С. 129-135.
3. Бейтмен Г., Эрдейи А. Высшие трансцендентные функции. Т. 1, 2. М.: Наука, 1973.
INFLUENCE OF EXTERNAL ELECTRIC FIELD AND DISSIPATIVE TUNNELING ON PHOTOLUMINESCENCE OF A QUANTUM MOLECULE
WITH RESONANT U-STATE OF D~ -CENTER
V.D. Krevchik, A.B. Grunin, M.B. Semenov, O.N. Gorshkov, M.O. Marychev,
D. O. Filatov, S.A Gubina, T.A Gubin, S. V. Yashin
In the model of a zero-radius potential, the article studies the influence of an external electric field on the photoluminescence of a quantum molecule, which is connected with the electron radiative transition from U-state to g-term of D2 -center under conditions of dissipative tunnelling.
The photoluminescence probability is shown to increase approximately by two orders when the external electric field strength causes the initially asymmetric double-well oscillatory potential (simulating the quantum molecule) to become a symmetric one. The photoluminescence probability has been shown to be highly sensitive to such parameters of dissipative tunneling as temperature, frequency of phonon mode, and the heat-bath interaction constant.
Keywords: quantum molecule, photoluminescence probability, external electric field, dissipative tunneling.
