Leitfähigkeitsuntersuchungen an Anthrazen-Kristallen bei Anregung mit Protonenimpulsen

Z. Physik 236, 383--402 (1970) �9 by Springer-Verlag 1970

Leitfiihigkeitsuntersuchungen an Anthrazen-Kristallen bei Anregung rnit Protonenimpulsen

W. HUBER* und A. SCHARMANN I. Physikalisches Institut der Universlt/it, Giel3en

Eingegangen am 17. April 1970

Proton Bombardment Induced Conductivi ty in Anthracene Single Crystals

Transient currents in anthracene crystals were measured under bombardment by pulses of 700 keV protons. Electron-hole-pairs are generated by an intrinsic process, the yield varying linearly with the intensity of the bombarding beam. The average energy for pair production is found to be 104 eV. The temperature dependence of the carrier yield can be characterized by an activation energy of 0.07 eV. The results are discussed with regard to different models of the generation process. Drift mobilities of 0.46 cm2/Vsec for electrons and 0.88 cm2/Vsec for holes are determined in good agreement with other authors.

A reduction of the current pulse height with the number of bombarding pulses is observed and explained in analogy to the known deterioration of luminescence under ion bombardment. Thereby the higher deterioration constant for the conductivity can be understood.

1. Einleitung

Im Vergleich zur Photoleitf/ihigkeit wurde die durch Teilchenstrah- lung induzierte Leiff/ihigkeit in Anthrazen-Kristal len bisher viel weniger intensiv untersucht. Bei solchen Messungen interessieren haupts~ichlich Aussagen zum ProzeB der Ladungstr/ igererzeugung als wichtige Fort- setzung entsprechender Arbeiten mit Lichtanregung.

Aus Experimenten mit gepulster Elektronenanregung konnten bereits sehr grunds~itzliche Erkenntnisse gewonnen werden 1-3. Wir sind zur Anregung durch Pro tonen d.h. durch schwere Teilchen tibergegangen mit dem Ziel, an den Ergebnissen verschiedene Modelle der Ladungs- tr/igererzeugung zu prfifen. Daneben wurde die bei Pro tonenanregung auftretende Zers t6rung der Leitf/ihigkeit mit der Zahl der Anregungs- impulse untersucht.

* Teil aus D 26. 1 Kepler, R.G., Coppage, F.N.: Phys. Rev. 151, 610 (1966). 2 Delany, J.L., Hirsch, J.: Solid State Comm. 4, 107 (1966). 3 Delany, J.L., Hirsch, J. : J. Chem. Phys. 48, 4717 (1968).

384 W. Huber und A. Scharmann:

2. Experimentelles

2.1. Apparatur

Die Messungcn wurden an einem 1,3 MeV-Ionenbeschleunigcr der Firma High Voltage durchgcffihrt. Die Pulsung des Ioncnstrahls r nach dcr Beschleunigung in r Ablcnkkondcnsator (Rcchteck-Stromimpulse: Anstiegszeit ca. 80nsec, vgl. Fig. 4; Dauer variabel 0,8--30 I~sec).

t=q ~ ~ t

r / / / / / / / / A ~ ~

i-../.~ / . t L~ ~ ~.~,

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Leitf~ihigkeitsuntersuchungen an Anthrazen-Kristallen 385

Fig. 2. Kristallhaltertmg. K Kristall, KK KupferkSrper (elektrolytisch vergoldet), KB Kupferbolzen (elektrolytisch vergoldet), T Teflonisolierung, S Schleifkontakt,

B Blende, F Faradayk~ifig, -* Stromdurchffihrung

Den Aufbau der Targetkammer zeigt Fig. 1. An ihrer Riackseite ist das eigentliche Target, die Wechselmechanik ffir die Kristalle, mit einem Exzenteriibergangsstiick angeflanscht. Das Vakuumsystem erreicht mit einer Turbomolekularpumpe der Firma Pfeiffer TVP 900 einen Betriebsdruck yon weniger als 10 .6 Torr.

Damit mehrere Kristalle w/ihrend einer Messung untersucht werden kSnnen, ist das Target im Prinzip wie ein Trommelrevolver aufgebant. Die Konstruktion der einzelnen Kristallhaltertmg (Patrone) ist aus Fig. 2 ersichtlich. Die volle Einkapselung der Kristalle schliel3t die Artregtmg yon Oberfl~tchenleitf~ihigkeit aus. Sie gestattet ferner, die mechanisch geschfltzten Kristalle leicht in ein zweites, temperaturvariables Target oder in die Apparatur mit Lichtblitzanregung einzulegen.

Die Trommel, ein drehbarer flacher Aluminiumzylinder, kann in entsprechenden Ausdrehungen 6 Kristallhalter anfnehmen, wobei die Kupferbolzen nach hinten herausragen. Ober einen Schleifkontakt wird immer an den Kristall, der sich in der Ionenstrahlaehse befindet, Spanmmg angelegt.

Der Sehleifkontakt besitzt eine Bohrung in genau gleicher GrSBe wie die Kristall- halter. In ZwischensteUungen der Trommel ist damit eine relativ exakte Messung der Anregungsstromstfirke m6glich in dem dahinter eingearbeiteten Faradayk/ifig. Dieser besitzt eine negativ vorgesparmte Blende gegen VerfNschung der Messung durch Sekund/irelektronen.

2.2. Meflelektronik Aufgrtmd ihrer speziellen Haltertmg lag die Frontelektrode der Kristalle bzw.

die Tronmlel zun~ichst zwangslaufig auf Massepotential. In Abweichung yon der normalen Schaltung wurden die Leitf/ihigkeitsimpulse daher nach Fig. 3 an einem

V 0

Fig. 3. Megkreis. K Kristall, R, Arbeitswiderstand, V Verstfirker (mit Kathodenfolger), O Oszillograph, C Kondensator, N Hochsparmungsnetzgerfit

26 a Z. Physik, Bd. 236


hochspannungsseitigen Arbeitswiderstand R a gemessen (sp~itere Messungen mit isolierter Trommel brachten vSllig iibereinstimmende Ergebnisse). F•r Ra= 100 ks betr~igt die RC-Zeit des Kreises etwa 4 Ixsec und die erreichte Stromempfindlichkeit 1--2hA.

Dabei wurden folgende Gerate benutzt: Tektronix Breitbandverst/irker 1121 mit KathodenfolgermeBkopf, Tektronix Oszillograph 454 und Speicheroszillograph 549, sowie Keithley Netzger~it 240 A. FOr die Dunkelstrommessung: Keithley Elektro- meter 602 Solid State.

Der Nachweis der Lumineszenzimpulse erfolgt mit einem PSEV vom Typ EMI 6256 QB.

2.3. Priiparation der Kristalle Die Anthrazen-Kristalle wurden uns yon Falter und Schmillen 4 zur VerfiJgung

gestellt. Sie waren nach dem Bridgeman-Stockbarger-Verfahren aus der Schmelze gezogen.

Aus den KristaUen wurden 0,5--1,5 mm dicke Pl~ittehen parallel zur a--b Ebene herauspr~ipariert, beiderseits mit einer 50 A. dicken Silberelektrode bedampft und in die mit etwas Leitsilber bestrichenen Kristallhalter eingepaBt. Der Querwiderstand der Aufdampfschicht betr~igt nur wenige Ohm, ihre Lichtdurchl~issigkeit etwa 50%, womit die beim ProtonenbeschuB angeregte Lumineszenz gut sichtbar bleibt.

Der Widerstand der KristaUhalter ist aufgrund ihrer Konstruktion beschr~inkt und liegt bei etwa 1012fL Der damit verbundene Leckstrom st6rt die Messungen nicht. Der Dunkelstrom unbestrahlter Kristalle ist noch kleiner; nach l~ingerem Pro- tonenbeschuB zeigt sich jedoch manchmal ein deuflich gr613erer Dunkelstrom (3.3).

3. Ergebnisse

3.1. Raumladungseinflufl

Fig. 4 zeigt einen Lumineszenzimpuls, der wegen der schnellen Ab- klingzeit der Fluoreszenz von etwa 3 �9 10-s see die F o r m des Anregungs- impulses besitzt, und einen typischen Leitf[ihigkeitsimpuls der Elektronen (je nach Polung des elektrischen Feldes driften entweder Elektronen oder L6cher vom Anregungsgebiet nahe der Oberfl~iche durch den Kristall zur Riickelektrode).

Zur Untersuchung eines m6glichen Raumladungseinflusses wurde die Abh[ingigkeit der gesammelten Ladung v o n d e r eingeschossenen gemessen (Fig. 5). Zun~ichst ergibt sich ein linearer Anstieg, in dessen Bereich man Proportionalit~it sowohl zur Anregungsstromst~irke als auch zur Impulsdauer feststellt, bis ein S~ittigungsansatz sichtbar wird. Der von Schwartz und Hornig 5 angegebene theorefische Maximalwert der FI~i- chenladungsdichte der driftenden Schicht t r=e U/d ist gestrichelt ein- gezeichnet. Die Auto ren r~iumen jedoch ein, dab der experimentelle Maximalwert ein Vielfaehes davon ist.

Bei den folgenden Messungen wurde immer darauf geachtet, dab die gesammelte Ladung deutlich kleiner war als a/lO. Nach s ist fiir a/20 das

4 Falter, W.W., Schmillen, A. : Z. Physik 218, 401 (1969). 5 Schwartz, L.M., Hornig, J. F.: J. Phys. Chem. Solids 26, 1821 (1965).

Leitftihigkeitsuntersuchungen an Anthrazen-Kristallen 387

Fig. 4 a u . b. Anregung yon Anthrazenkristallen mit 700keV-Protonen-Impulsen (Stromdichte 3 gA cm -2, Impulsdauer 1 gsec, elektrische Feldstfirke 6,25 �9 103 Vcm -1)

a Lumineszenzimpuls, b Leifffihigkeitsimpuls der Elektronen

10"1C

C

-g 10-11

E E

g

.= E U d

/

o+

i +

o Elektronen . L6cher

10-12 10"13 10-12 10 -11 C

eingescbossene Ladung

Fig. 5. Gesammelte Ladung in Abhfingigkeit vonde r Intensit~.t der Protonenanregung yon Anthrazen

26b Z. Physik, Bd, 236


0,98fache der Transitzeit im raumladungsfreien Fall zu erwarten. In Obereinstimmung damit war ein Raumladungseinflu6 unter diesen Be- dingungen noch nicht erkennbar.

3.2. Beweglichkeit Aus der Abh/ingigkeit der Transitzeit T vonder reziproken Span-

nung U erh/ilt man direkt die Beweglichkeit der Ladungstr/iger. Voraus- gesetzt dab die Anregungszone klein gegen die Kristalldicke d ist, gilt ffir ein homogenes Feld T=dz/#U. Bei Protonen- und Lichtanregung erhfilt man erwartungsgemfig iibereinstimmende Ergebnisse. Die Messung von Fig. 6 ergibt folgende Werte:

Elektronenbeweglichkeit/~, =0,46_+0,03 cm2/Vsec,

L6cherbeweglichkeit #p =0,88 + 0,05 cm2/Vsec (untere Gerade).

Das Ergebnis stimmt mit denen anderer Autoren 6, v gut fiberein.

Die Abweichung der L6chertransitzeit bei kleinerer Spannung ist nach 4 durch einen geringen Gehalt an Tetrazenmolekfilen zu erkl~iren. Diese stellen flache Haftstellen (0,4 eV) fiir L6cher dar, wodurch eine reduzierte Beweglichkeit vorget/iuscht wird. Den gr613eren Wert yon /~p migt man erst bei so hohen Spannungen, dab die Transitzeit der L6cher kleiner ist als die mittlere Einfangzeit.

8O

6O

7 '~. /,0

2O

S 0

o / ~

/ / I

|

J

I 2 5'10"3 V

1 /Spannung U

Fig. 6. Transitzeit der beim ProtonenbeschuB von Anthrazen erzeugten Ladungstr/iger als Funktion der reziproken Spannung

6 Bogus, C.: Z. Physik 207, 281 (1967). 7 Bauser, H.: Naturwissenschaften 54, 505 (1967).

Leitffihigkeitsuntersuchungen an Anthrazen-Kristallen 389

Uber die reduzierte L6cherbeweglichkeit (Fig. 6) 1/il3t sich ffir den Kristall eine Tetrazenkonzentration yon 1,5 �9 10-8 g Tetrazen/g Anthra- zen angeben. In den untersuchten Kristallen war z.T. kein Tetrazen nachzuweisen, z.T. enthielten sie bis maximal 5-10 -s g T/gA; dann liegen nahezu gleiche Beweglichkeiten von Elektronen und L6chern vor.

3.3. Zerst6rung yon Leitfiihigkeit und Lumineszenz

Fiir Aussagen zum Erzeugungsprozel3 der Ladungstr~iger ist zun~ichst wiehtig, die Zahl der aus der Anregungszone extrahierten Ladungstr~iger zu bestimmen. Dabei tritt insbesondere an jungfraulichen Kristallen die Schwierigkeit auf, dab die Impulsh6he mit der Zahl der Anregungs- impulse abnimmt: In Fig. 7 wurde yon hohen Extraktionsspannungen zu niedrigen gegangen und zurfick; jeder Megpunkt ist aus drei Impulsen gemittelt. Man erkennt, dab die Impulsh6he nach 24 Impulsen etwa 2/3 des Anfangswertes betr~igt.

Zur Reduktion der Leiff~ihigkeitsimpulsh6he werden deshalb spezielle MeBreihen gemacht, wobei zum Vergleich auch die Intensit~it der Lumineszenz registriert wird. Der Beschul3 des Kristalls findet mit einer Frequenz yon 0,5 Hz statt (700 keV-Protonen, pro Impuls 0,5 �9 108 Pro- tonen cm -2 d.h. 0,8 �9 10 -11 C cm-2).

In beiden Fgllen (Fig. 8) migt man eine Abnahme, die jedoch bei der Leitf~ihigkeit wesentlich schneller erfolgt. Es sei darauf hingewiesen, dab die Impulsform erhalten bleibt, d.h. insbesondere bei den Leit- fiihigkeitsimpulsen bis zur gemessenen Abnahme die Transitzeit und das waagerechte Plateau. Erst bei h6heren Impulszahlen macht sich eine Abrundung der Form bemerkbar.

G .10"12 C 61.10.12C

==

o,

E

=., o)

J 4

2

I

6 8

elekt6sche Feldst~.rke E r

/ /

i t

6 8 10.1C V cm

Fig. 7. Protoneninduzierte Leitfiihigkeit in Anthrazen. Links: FeldstMkeabNingigkeit der gesammelten Ladung bei einem jungfr~iulichen Kristall (--. kennzeichnet zeitliche

Reihenfolge), rechts: MeBwerte auf Impulsh6henabnahme korrigiert

26e Z. Physik, Bd. 236

390

3....9_o 3

10

W. Huber und A. Scharmann:

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>4_ Impulsh6he ~ - , , . . - ~ . } .

12 i8.10 9 a Protonenfluenz

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s\ \ 6,,

3...20 "3 t,

o -3o i

Impulsh~She 2 "~'"~-.o..~..~ (wiUk .Einh.) - -

1 2 3 4 5 �9 1011 cm -2 b Protonenfluenz

Fig. 8 a u. b. Zerst6rung der protoneninduzierten Leitfiihigkeit (a) und Lumineszenz (b) in Anthrazen mit der Zahl der Anregungsimpulse (700 keV-Protonen, 0,5" 101~

Protonen cm -2-~ 100 Impulse)

Da der Effekt auch an Kristallen mit Ringelektrode auftritt, kann er nicht haupts~ichlich dutch eine Zerst6rung der aufgedampften Elektro- den bedingt sein. Dagegen spricht auch die Tatsache, dab die Impulsh6he

Leitfahigkeitsuntersuchungen an Anthrazen-Kristallen 391

nach einer gewissen Zeit ohne Anregungsimpulse zun/ichst etwas regene- riert ist.

Auf die physikalischen Vorgange, die zur Reduktion der Leiffahig- keitsimpulsh6he ffihren, geht die Diskussion genauer ein. Hier ist wichtig, dab sie wie die Lumineszenzintensit/it hyperbolisch abnimmt. Eine Vor- messung dieses Abfalls macht es also m6glich, weitere Messungen daraufhin zu korrigieren (Fig. 7), was nachtraglich nochmals fiberprigt werden kann.

SchlieBlich sei bemerkt, dab die Zahl der Anregungsimpulse ffir einen Kristall beschr~nkt ist. Danach werden die Messungen schwierig durch einen immer gr6Beren Dunkelstrom der Kristalle. In diesem Zustand zeigen sie ab einer bestimmten Feldstarke, die bei positiver Riickelektrode kleiner als bei negativer ist, ohne Anregung Lumineszenz, und der dabei flieBende Gleichstrom steigt mit einer hohen Potenz (etwa 8) der angelegten Spannung. AuBerdem macht sich das Abdampfen der beschossenen Kristalloberfl/iche bemerkbar. Am Tage nach der Messung wurde manchmal eine erheblich regenerierte Impulsh6he und eine verkfirzte Transitzeit beobachtet aufgrund der sichtbar reduzierten Kristalldicke.

3.4. Best immung der mittleren Paarerzeugungsenergie

Ein Beispiel fiir die Abhangigkeit der gesammelten Ladung vom angelegten Feld zeigt Fig. 9; dazu ist zu bemerken:

Sie ist bei kleinen Feldst~irken innerhalb der MeBgenauigkeit linear. Ihre Extrapolation verl~iuft jedoch nicht durch den Ursprung, sondern durch einen positiven Abszissenabschnitt. Bei groBen Feldstarken zeigt sich haufig ein Ansatz zur sattigung.

Die Auswertung zielt darauf zu bestimmen, wieviele Ladungstrager durch die eingeschossenen Protonen erzeugt werden. Dabei bleibt der Abszissenabschnitt zunachst unberficksichtigt.

Die Form der Leiffahigkeitsimpulse zeigt, dab die Lebensdauer der Ladungstr~iger im Kristallvolumen stets groB gegen ihre Transitzeit ist, bzw. daB dort nur ein geringes Trapping stattfindet. Daher ist die gesammelte Ladung nahezu gleich der aus der Anregungszone extrahierten. DaB letztere mit der Feldstarke E ansteigt, ist sicher dadurch bedingt, dab bei kleinen Werten yon E in der Anregungszone die Ladungstrager- zahl dutch Rekombination und Trapping starker reduziert wird.

Es wird ztm/ichst gepriift, ob die Messungen im Bild einer direkten Elektron- Loch-Rekombination beschrieben werden k6nnen.

Solange bei der Feldst/irke E keine Sfittigtmg angedeutet ist, gilt ffir die Gr6Ben- ordnung der Lebensdauer z in der Attregtmgszone die Absch/itzung T < R/(p n +ltp) E= 3 �9 10 -7 sec. Dabei wurde die Eindringtiefe R der 700 keV-Protonen nach der Bragg-


8 .10-12C -

6

i

2 4

8 .lo12 c

Elek tronen

i ~ 6!

/ 4

j2/ 6 8.103V 2

cm

elektrische Feldst~irke E

/ /

4 6 8.10 3 V cm

Fig. 9. Gesammelte Ladung in Abhangigkeit vonder elektrischen Feldst/irke beim Protonenbeschuf5 yon Anthrazen

Klemann-Regel zu 11,41~m abgesch/itzt. Dies wird erstaunlich gut best~itigt durch Kloppenburg und Flarnmersfeld s, die aus Energieverlustmessungen an diJnnen Anthrazenschiehten mit I-Ialbleiterzahlern 11,6 I~m erhalten.

Die Lebensdauer v ist somit klein gegen die Anregungsimpulsdauer to= 1,5 ~tsec, so dab sieh w~ihrend des Impulses ein station~er Zustand einstellen muB. Unter idealisierten Bedingungen einer iiberall konstanten Paarerzeugungsrate f u n d vernach- l~issigbarer Raumladtmg ergibt die LSsung der entsprechenden Differentialgleichung: Bei fehlender S~ittigung betragt die Zalal N der extrahierten Elektronen oder Lticher N = a V'J~ (/tn-]-/t~) E t o (a = Anregungsfl/iche, 7 = Rekombinationskoeffizient).

Aus Fig. 9 erh/ilt man f~r die sich im Inneren station/ir einstellende Diehte der Ladungstr~tger ni=]/f-~= 1,25" 1011/cm 3. Von verschiedenen Autorenl, 6 wird 7= (3_ 1)" 10 -6 cma/sec angegeben. F/.ir r m/JBte dann gelten 1:= 1/7 ni=2,7 �9 10 -6 sec.

Dieser Wert ist mit obiger Abseh/itzung nieht vereinbar, d.h. das BUd der direkten Volumenrekombination yon Elektronen und L6chern ffihrt zu einem Widersprueh. Dar~ber hinaus Iordert es eine Proportionalit~it yon N zur Wurzel der Anregungs- stromst/irke, w/ihrend experimentell ja eine einfache Linearit/it festgestellt wurde (Fig. 5).

Die mangelnde Kenn tn i s der ab laufenden Prozesse wird iiblicher- weise dadurch umgangen, dab m a n fiJr jede Ladungstr/ igersorte eine unabh/ingige Lebensdauer z d.h. also eine Kinet ik erster Ar t ann immt . Dies w/ire z.B. berechtigt, wenn die E lek t ronenrekombina t ion unbe- einfluBt yon der L6cherdichte fiber Rekombina t ionszen t ren abliefe und umgekehrt .

8 Kloppenburg, J., Flammersfeld, A.: Z. Physik 196, 424 (1966).


12 .I0"12C - -

10

~ 8

6 E E o ol m r~

e,N~ I

12 '..10 12 C

. . . . 10

/ / 8

6 /

,/ 2/. 2 ,, 6 8 lo.lo 2 3

elektrische Fetdst/irke E

/ e,Noo

<

/

i i i i

4 5 G 7 8 9 "I03__V c m

Fig. 10. Extrapolation des Grenzwertes der bei Protonenanregung gesammelten Ladung

Die Extraktionswahrscheinlichkeit eines Elektrons oder Lochs, das in der Enfernung x vom Rand der Anregungszone erzeugt wird, ist dann exp(-x/#Ez), und man gewinnt die Gesamtzahl der extrahierten Ladungstr/iger N dutch einfache Integration zu:

N = N~ (# E ~/R) [1 - exp ( - R/# E ~)]. (1)

(N~ = Anzahl der erzeugten Ladtmgstr~ger; B = Beweglichkeit, c = Lebensdauer, E = Feldst~rke, R = Dicke der Anregungszone bzw. Eindringtiefe der Protonen.)

Aus dem linearen Teil der Abh~ngigkeit N=N(E) kann direkt nur das Produkt N~o. �9 bestimmt werden. Man erh~lt jedoch beide Gr6Ben getrennt, wenn der Ansatz zur S~ittigung zu beobachten ist. Der fiir gro~e Feldst~irken extrapolierte Grenzwert yon N ist n~mlich trivialerweise N~.

DaB der S~ttigungsansatz wirklich exponentiell verl~uft, zeigt Fig. 10 ffir zwei weitere Messungen extrahierter Elektronen. Die durchgezogenen Kurven wurden dabei nach (l) berechnet. Der S~ttigungswert ergibt sich aus einem MeBpunkt N und dem dazugeh6rigen Extrapolations- wert N' (N':~N) auf der Geraden mit der anf~nglichen Steigung nach


N~ =N' In [N'/(N'-N)]. Ffir N'/(N' -N) =e bzw.N/N'= 1 - e - ~ =0,632 ist speziell N~ =N' (Fig. 10 rechts).

No~ wird also unabh/ingig von jegliehen Parametern allein aus der Form der MeSkurve bestimmt. Aus der Beziehung R/#E~=N~/N'(E) kann -c dann berechnet werden, fiir die Messung der Fig. 10 links zu z = l , 7 . 1 0 -7 sec.

Mit N~o erh/ilt man den wichtigsten Parameter der Ladungstr/igererzeugung, die mittlere Paarbildungsenergie W:

W= Wp. Np/N~ (2)

wp, Np= Energie, Zahl der eingeschossenen Protonen, Noo = Zahl der erzeugten Ladungstr~igerpaare.

Aus den Messungen der Fig. 10 ergibt sich fiir W 1,08.104 eV und 1,24.104 eV, aus denen der Fig.9 1,16.104 und 1,03.104 eV.

Der Wert von N~ konnte nicht direkt experimentell bestimmt werden, da die Kristalle nicht beliebig hohe Feldst/irken aushalten; aul3erdem wird mit der exponentiellen Form von N=N(E) eine homogene Anre- gung vorausgesetzt. Unter Berficksichtigung des dadurch m6glichen Fehlers 1/iSt sich als Ergebnis sagen, da$ W in der Gr6$enordnung von 104 eV liegt. In der Diskussion wird auf diesen eigentlich unverst/indlich hohen Wert eingegangen.

Die Ursache des unberficksichtigten Achsenabsehnitts (Fig. 9 und 10) konnte nicht ganz gekl/irt werden. Es scheint so, als ob eine absolute Potentialdifferenz fiir die Extraktion von Ladungstr/igern aus der An- regungszone unwirksam bleibt. Im Fall von Potentialspriingen an Grenz- fl~ichen sollte dagegen dort jeweils ein relativer Anteil des Potentials abfallen.

Der absolute Wert w/ire dann zu verstehen, wenn die Potentialdif- ferenz durch getrapte Ladungstr/iger bedingt ist (4.1). Dabei ist zu be- denken, dab man den Abszissenabschnitt auch bei ausschlie$1icher Licht- anregung beobachtet. Hier werden im Gegensatz zur Protonenanregung keine zus~itzlichen Traps erzeugt. Das Trapping miiSte daher im gesamten Volumen stattfinden, was bei den Messungen erkennbar sein soUte.

Schliel31ich sei erw/ihnt, da$ Delany und Hirsch den gemessenen Abszissenabschnitt urspriinglich durch Diffusion erkl/irt haben z, wovon sie inzwischen wieder abgegangen sind a. Aufgrund eines nieht ganz widerspruchsfreien Modells ermittelten sie die Lebensdauer der Ladungs- trRger z aus der Feldst/irke des Abszissenabschnitts. Ffir die Messung von Fig. 10 erg~ibe sich damit z = 1,5 �9 10-7 sec in relativ guter ~berein- stimmung (aus S/ittigungsansatz �9 = 1,7 �9 10 -7 see).

Leitfiihigkeitsuntersuchungen an Anthrazen-Kristallen 395

3.5. Temperaturabhiingigkeit der Ladungstriigerausbeute

Ein wichtiges Charakteristikum der Ladungstr/igererzeugung ist die Temperaturabh/ingigkeit der Ausbeute. Es wurde daher die Zahl der aus der Anregungszone extrahierten Elektronen von -25 ~ bis + 25 ~ gemessen. In diesem Bereich bleibt die Beweglichkeit der Elektronen bzw. ihre Transitzeit T innerhalb _+ 5 ~ konstant, wie auch nach Messun- gen anderer Autoren 3' 9 zu erwarten war. Wesentlich ausgepr/igter variiert dagegen die ImpulshShe I und damit die gesammelte Ladung I . T .

Ausgewertet wurden nur solche Messungen, bei denen die Impuls- form gleich blieb (manchmal beobachtete man eine Abschr/igung des Plateaus bei tiefen Temperaturen). Da bei jeder Temperatur mehrere Impulse aufgenommen und gemittelt wurden, war insbesondere bei jungfr/iuliehen Kristallen eine Korrektur auf die ZerstSrung notwendig, die beim Abkiihlen den Temperatureffekt verst/irkt, beim Aufheizen dagegen verkleinert.

Den daraufhin korrigierten Werten entnimmt man eine deutliehe Temperaturabh/ingigkeit der Ladungstr/igerausbeute: Sie ist bei + 25 ~ nahezu doppelt so grog wie bei -25 ~ Unter der Voraussetzung, dab eine exponentielle Abh/ingigkeit vorliegt, erh/ilt man aus Fig. 11 die Aktivierungsenergie W,=0,068 eV. Infolge der notwendigen Korrektur auf Zerst6rung ist die Genauigkeit von IV, beschr/inkt. Bei einer vor- sichtigen Fehlerabsch/itzung von _+ 20 ~ ergibt sich aus mehreren Mes- sungen IV, = 0,070 + 0,014 eV.

- . 8o i

-~ ~o

| 20

E

10

§

3,4 3,6 3,8 4,0 "J.E~ 1 / TemperQtur o K

Fig. 11. Temperaturabh~ngigkeit der Ladungstr~igerausbeute bei BeschuB von Anthrazen mit 700 keV-Protonen

90yama, K., Nakada, I.: J. Phys. Soc. Japan 24, 792 (1968).


4. Diskussion

4.1. ZerstSrungseff ekte

Die Intensiffitsabnahme der Lumineszenz von Phosphoren unter IonenbesehuB ist durch die Erzeugung tiefer Haftstellen zu erkl/i- ren 10- 12. Unter der Annahme, dab das Verh/iltnis yon strahlungslosen zu strahlenden LIberg~ingen proportional der durch TeilchenbeschuB gebildeten Fehlstellen d.h. der Teilchenfluenz �9 ist, gilt (vgl. die in anderem Zusammenhang schon von Stern und Volmer 13 angegebene Relation):

j(+)= Jo 1 +CLu q~ (3)

J = Lumineszenzintensit/it, Jo-----Intensiffit vor dem BeschuB,

CLu = Lumineszenz-Zerst6rtmgskonstante, = Ionenfluenz.

Clarke, Northrop und Simpson 14 haben die Lumineszenzzerst6rung yon Anthrazen bei BeschuB mit 5,3 MeV ~-Teilchen gemessen und zeigen ferner, dab eine Tetrazen-Dotierung yon 3 , 5 . 1 0 - S M o l . - ~ den gleichen Quenching-Effekt hat wie eine Bestrahlung mit 1011 ~(5,3 MeV)/cm z, woraus man die Erzeugungsdichte der Zentren ffir den strahlungslosen Ubergang der Excitonen abschfitzen kann.

Fiir reines Anthrazen ergeben die Messungen eine Zerst6rungs- konstante yon Cru = 1,25 �9 10-11 cm 2. Aus Fig. 8 erh~ilt man den nahezu iibereinstimmenden Wert yon C r u = 0 , 9 . 1 0 -11 cm z. Ftir Kristalle yon ann~ihernd gleichem Reinheitsgrad ist das verniinftig, da die differen- tiellen Energieverluste fiir 0,7 MeV-Protonen und 5,3 MeV-~-Teilchen ebenfalls nahezu tibereinstimmen.

Die gemessene Abnahme der Leitf/ihigkeitsimpulshShe seheint durch einen ganz /ihnlichen ProzeB wie derjenige der Lumineszenzzerst6rung bedingt zu sein:

Bei Lichtblitzanregung wurde sie nicht beobachtet; sie wird auch nicht erwiihnt yon den Autoren 2, 3, die mit Elektronenanregung arbeiten.

Da die Impulsform und besonders die Transitzeit erhalten bleiben, scheidet eine Kompensation des elektrischen Feldes durch im ganzen Kristallvolumen getrapte Ladungstr~iger aus.

10 Hanle, W., Rau, K.H.: Z. Physik 133, 297 (1952). 11 Scharmann, A., Grasser, R. : Int. Lumineszenzsymp. Phys. Chem. Szint. Mfinchen:

Thiemig 1966. 12 Grasser, R., Scharmarm, A.: Z. Naturforseh. 24a, 937 (1969). 13 Stern, O., Volmer, M.: Physik. Z. 20, 183 (1919). 14 Clarke, H.B., Northrop, D.C., Simpson, N.O.: Proc. Phys. Soc. (London) 79,

366 (1962).


Der Effekt mug daher in der Anregungszone statffinden. Die durch Protonenbeschug erzeugten Haftstellen verkfirzen die Lebensdauer der freien Ladungstr/iger, wodurch die Zahl der extrahierten abnimmt.

Fiir einen solchen ProzeB ist ein Zerst6rungsgesetz wie (3) zu fordern. Fig. 8 zeigt, dab die Io/I-Darstellung ebenfalls eine Gerade ergibt.

Der Wert der Leitf/ihigkeitszerst6rungskonstanten CLe i ---- 4.10 - ~ 0 cm 2 ist jedoch wesentlich gr6ger als der der Lumineszenzzerst6rung (auch bei anderen Messungen, die z.T. etwas kleinere Zerst6rungskonstanten ergeben, um mindestens eine Gr613enordnung).

Dies ist wahrscheinlich dadurch zu erklgren, dab sich die yon den eingeschossenen Protonen erzeugten Haftstellen sehr stark auf das Ende der Eindringtiefe konzentrieren. Bei den Leiff/ihigkeitsmessungen werden aus bzw. fiber dieses Gebiet maximaler Zerst6rung Ladungstr~ger in das Kristallinnere abgesaugt. Die Leitf/ihigkeit ist damit gewissermagen eine Sonde ffir die Zerst6rung am Ende der Protonenreichweite.

Ffir eine Haftstellenerzeugung durch elastische St6Be entnimmt man einer Arbeit von Bohr 15, dab der elastische Energieverlust der Protonen nach Abbremsung auf 7 keV rund 76mal gr6ger als zu Anfang (700 keV) ist und erst unterhalb einer Ionenenergie von 1 keV den inelastischen Energieverlust fiberwiegt.

Es ist jedoch zu beachten, dag auch die gestogenen Targetatome sekund/ir zur Zerst6rung beitragen k6nnen. Bei der vorliegenden Ion- Target-Kombination scheint dieser Beitrag sogar relativ hoch zu sein. Aus einer Theorie der Festk6rpersch/idigung yon Seitz und Koehler 16 ergibt sich: Von einem 700 keV-Proton werden in Anthrazen prim/ir etwa 0,4 Fehlstellen erzeugt. Sekund/irerzeugung erh6ht diese Zahl auf fast das 6fache, d.h. 2,4 Fehlstellen.

Diese Absch/itzung ist auch ftir folgendes wichtig: Es ist damit zu rechnen, dab in den erzeugten Haftstellen des Anregungsgebiets Ladungs- tr/iger getrapt werden, wobei es unter der Wirkung des Extraktionsfeldes zu einer Polarisation mit elektrischem Gegenfeld kommt, was eine zus/itzliche Verringerung der Impulsh6he bedeutet. Damit k6nnte die beobachtete Regeneration nach gewisser Zeit ohne Anregungsimpulse erkl/irt werden, da dann die Zahl der getrapten Ladungstr/iger bzw. das aufgebaute Gegenfeld geringer wird. (DaB die Polarisation der Anre- gungszone nicht allein ffir die Reduktion der Impulsh6he verantwortlich ist, zeigt ein Zusatzversuch: Wird die Extraktionsspannung nach jedem Anregungsimpuls umgepolt, beobachtet man sie ebenfalls.)

Eine grobe Absch/itzung des m6glichen Einflusses der Polarisation ist mit obigem Oberschlagswert m6glich: Unter der Annahme, dab bei

15 Bohr, N.: The penetration of atomic particles through matter. Kopenhagen: E. Munksgaard 1948.

16 Seitz, F., Koehler, J.S.: Solid State Phys. 2, 307 (1956).

398 W, Huber und A. Scharmann:

Elektronenextraktion s~imtliche erzeugten Haftstellen mit Elektronen besetzt werden, erh/ilt man ftir das maximale Gegenfeld Eg, das sich nach einem Anregungsimpuls von 0,5 �9 108 Protonen/cm 2 aufbauen kann: E~ ,~ a/e ~ 70 V/cm (a = Fl~ichendichte der getrapten Ladungstrggerschicht, e =Dielektrizit/itskonstante). Verglichen mit dem bei der Messung yon Fig. 8 vorliegenden Extraktionsfeld yon 7,5.10 a V/cm entspricht das etwa 1 9/0. Die Gr613enordnung dieses Wertes erscheint aufgrund der Ergebnisse vernfinftig.

Bei der n6tigen weiteren K1/irung der Leitfiihigkeitszerst6rung bietet es sich an, die durch IonenbeschuB erzeugte Sch~idigung durch eine andere Anregungsart wie Licht oder Elektronen ,,abzufragen", damit nicht w/ihrend dieser Messung eine weitere Sch~idigung erfolgt. Im Falle yon Elektronen sollte es m6glich sein, durch Variation ihrer Energie in etwa das Sch/idigungsprofil zu bestimmen.

4.2. Ladungstrdgererzeugung unter Protonenbeschufl

Zur Ladungstr~igererzeugung in Anthrazenkristallen bei Lichtanre- gung liegen zahlreiche Untersuchungen vor, fiber die Bauser 7 zusammen- fassend berichtet hat:

Der Primgrprozel3 besteht meistens in der Bildung von Singulett- Excitonen. Je nach Eindringtiefe und Intensit~it des anregenden Lichts erfolgt die Ladungstr/igererzeugung dann durch Dissoziation der Excito- nen an der Oberfl~iche 17, Exciton-Exciton-Wechselwirkung im Kristall- volumen 18 oder auch Photoionisation von Excitonen 19, wobei die Ausbeute jeweils charakteristisch von der Anregungsintensit~it abh~ingt. Bei Photonenenergien gr613er 4 eV k6nnen nach neueren Messungen z~ auch direkte Band-Band-f3berg~inge rnit anschliel3ender Relaxation in ein schmales ,,tight-binding" Transportband vorliegen.

Ffir die Temperaturabhgngigkeit der Ladungstr~igerausbeute wird immer ein exponentieller Anstieg ermittelt. Die meisten Autoren geben eine Aktivierungsenergie von 0,14-0,18 eV 7 an. Ffir die vermuteten Band-Band-~berg~inge wurde dagegen 0,04 eV bei Elektronen und 0,07 eV bei L6chern 2~ gemessen.

Die vorliegenden Messungen lassen bei Protonenanregung auf einen direkten, inneren Erzeugungsprozel3 (Band-Band-Uberg/inge) schliel3en, wie er auch bei Elektronenanregung gefunden worden war 3:

Das lineare Wachsen der Ausbeute mit der Anregungsintensit~it (Fig. 5) schliel3t eine Kinetik zweiter Ordnung aus.

17 Kepler, R.G.: Phys. Rev. 119, 1226 (1969). 18 Silver, M., Olness, D., Swicord, M., Jarnagin, R.C.: Phys. Rev. Letters 10, 12

(1963). 19 Kepler, R.G.: Phys. Rev. Letters 18, 951 (1967). 20 Castro, G., Hornig, J.F." J. Chem. Phys. 42, 1459 (1965).

Leitfghigkeitsuntersuchungen an Anthrazen-Kristallen 399

Gegen einen Oberfl~icheneffekt spricht die gleich groBe Ausbeute ffir Elektronen und L6cher (vgl. entsprechende Messungen mit stark absorbier tem Licht) sowie der Wert der Protoneneindringt iefe yon 11,6 tam. Delany und Hirsch a haben n/imlich bei Elektronenbeschul3 erst un te rha lb von 10 keV d.h. 2 gm 21 Eindringtiefe verschiedene Aus- beuten aufgrund von Oberfl/icheneffekten gemessen (vgl. die Diffusions- 1/inge der Singulet t-Excitonen von 0 , 0 5 - 0 , 2 pm 7).

F/Jr die mittlere Erzeugungsenergie W eines freien Elektron-Loch- Paares unter ProtonenbeschuB erhalten wir aus unseren Exper imenten den Wert I/V~ 10000 eV. Bedenkt man, dab W in Halblei tern gew6hnlich gleich dem 3 - 4 f a c h e n des Bandabstandes 2z und auch in Gasen bei komplexen Moleki i len nur etwa 2 0 - 3 0 e V 23 betrfigt, erscheint der obige Wert zun/ichst unvernfinft ig hoch.

Relativ hohe Werte yon W ergaben sich jedoch bereits bei den ge- n a n n t e n Arbei ten mit Elekt ronenanregung, wofiir verschiedene Erkl/i- rungen vorgeschlagen wurden.

Kepler und Coppage 1 bestimmen bei homogener Anregung des Kristalls durch sekundiire Comptonelektronen (mittlere Energies60 keV) W zu 3000 eV. Sie weisen darauf bin, dab aufler W auch der bereits bekannte Wert des Rekombinationskoeffi- zienten y (ca. 3.10 -6 cm3/sec) erstaunlich hoch ist, was von ihnen in einem Modell aus der glteren Theorie der Ionisation von Gasen erkl/irt wird.

Danach steigt die Wahrscheinlichkeit eines Einfangs trod einer eventuellen Re- kombination von Elektron und Loch stark an, falls diese sich n/iher kommen als r o mit 3k T / 2 = e~/e r o. Der kritische Radius r o betr~igt ftir Anthrazen etwa 120 A.

Die Gr6Be von W ist dann dadurch bedingt, dab nach dem Anregungsstog nur diejenigen Elektronen der Anfangsrekombination mit dem zuriickbleibenden Loch entgehen, deren Thermalisationsweg gr6Ber als r 0 ist. Unter der Voraussetzung, dab die entsprechende freie Wegl/inge der Elektronen klein gegen r 0 ist, wird sowohl f/Jr Elektronenanregung der Wert yon W und die gemessene weitgehende Temperatur- unabh~ingigkeit der Ladungstrggerausbeute als auch f/Jr Lichtartregung deren exponentieller Anstieg verst~indlich.

Schott 24 bezweifelt dagegen eine starke Arffangsrekombination, da die Ladungs- tr/igerausbeute dann nach der Theorie von Onsager 2s mit dern angelegten Feld wachsen miil3te, was bei a nicht der Fall zu sein scheint. Aus der Sekund~irelektronenemission von Anthrazen-Kristallen und Messungen der charakteristischen Energieverluste leitet er ab, dab die mittlere Paarbildungsenergie kleiner als 75 eV sein muB, und zeigt ferner, dab der Thermalisationsweg der Elektronen gr/Sger als r 0 sein sollte.

Ftir die Begrenzung der Ladungstrggerausbeute macht er die Kanalrekombination verantwortlich, d.h. die Rekombination im Anregungskanal jedes eingeschossenen Elektrons. (Ebenfalls ein Bild aus der Theorie der Gasionisation. Sie steht im Gegen- satz zur Anfangsrekombination, bei dernur eine m6gliche Rekombination des Elek-

21 Nelms, A.T.." Suppl. Nat. Bur. Stand. Circ. 577, July 1958. 22 Abroyan, I.A., Eremeev, M. A., Petrow, N.N.: Soviet Phys. Usp. 10, 332 (1967). 23 Fulbright, H.W.: Handbuch der Physik, Bd. XLV, S. 11. Berlin-Heidelberg-

New York: Springer 1958. 24 Schott, M.: Mol. Cryst. 5, 229 (1969). 25 Onsager, L.: Phys. Rev. 54, 554 (1938).


trons mit dem Ursprungsloch betrachtet wird, und zur Volumenrekombination, bei der eine hornogene Dichte der rekombinierenden Ladungstrager im Artregungsgebiet vorausgesetzt wird.) Im Hinblick auf 3 begrfindet er damit unter vergr6bemden An- nahmen den Weft W~ 500 eV.

Delany und Hirsch ermittelten aus Experimenten mit Elektronenanregung (bis 60 keV) zunachst fiir W 100 eV 2 und geben aus spateren Messungen je nach Vorbe- handlung der Kristalle 400 bis 600 eV an 3. Die Gr6Be yon W erkl/iren sie dadurch, dab ein groBer Teil der Energie durch Excitonenanregung verbraucht wird, dab aber nur die auBerdem angeregten Band-Band-Uberg~inge effektiv zur Ladungstr~igererzeugung beitragen.

Ihr Einwand gegen die Kanalrekombination, dab bei Elektronen- und Lichtanre- gung derselbe Rekombinationskoeffizient y gefunden wird:, 6, erscheint fragwiJrdig, da eine prim~re Kanalrekombination bei den entsprechenden Messtmgen gar nicht erfaBt werden kann und nur den Wert von W erh6ht. Einen EinfluB der Anfangs- rekombination schlieBen sie aus, da sie ihren Messungen entnehmen, dab die insgesamt erzeugte Ladungstr/igerzahl unabh/ingig yon der Feldst/irke ist.

Die vorliegenden Messungen /ihneln den zuletzt genannten 3, da in beiden F/illen eine S/ittigung der gesammelten Ladung mit der Feldst/irke beobachtet wird, was jedoch verschiedene Ursachen hat: Delany und Hirsch 3 machen bei den als , ,gut" bezeichneten Kristallen dafiir allein den Ladungstr/igereinfang im Kristallvolumen verantwortlich. Eine unabh/ingige Bestimmung der Lebensdauer im Kristallvolumen aus der Impulsform ist fiir sie wegen des integrierenden MeBkreises unm6glich. Unter der Annahme, dab die aus der Anregungszone extrahierte Ladungs- tr/igerzahl No feldunabh/ingig ist, bestimmen sie die relativ kleinen Werte von 10 ~tsec ffir Elektronen und 8 ~tsec fiir L6cher (Bogus 6 gibt z.B. fiir Elektronen 2 0 0 - 3 0 0 ~tsec an). Mit diesen erhalten sie gute l~berein- st immung zwischen den Kurven und ihren MeBpunkten, falls No proportional zur Energie der anregenden Elektronen ist.

Bei unseren Messungen zeigt die Impulsform dagegen, wie bereits erw/ihnt, dab praktisch kein Ladungstr~tgereinfang im Kristall stattfindet, und die S/ittigung wird durch Rekombinat ion und Trapping in der Anregungszone erkl~rt. Aufgrund des hohen Wertes, den man aus der Extrapolation f/Jr W erh/ilt, ist dagegen nicht zu vermuten, dab es sich um eine Ausbeutes/ittigung des prim~iren Erzeugungsprozesses mit der Feldst/irke handelt.

Andererseits kann durch die vorliegenden Messungen, wie wohl auch durch diejenigen yon 3, nicht ausgeschlossen werden, dab die Ausbeute des Prim/irprozesses in geringem MaBe mit der Feldst~rke ansteigt. Eine nicht zu groBe Anderung im untersuchten Feldst/irkebereich k6nnte n~imlich in etwas ge/inderten Kurvenparametern unerkannt bleiben (nach 3 ergibt die Onsagersche Theorie 25 als maximale Ausbeuteerh6hung 3 5/o fiir jedes kV/cm).

Bei der PriJfung der Frage, ob bzw. wieweit das bei ProtonenbeschuB erhaltene Ergebnis mit den bestehenden Modellen vereinbar ist, miissen

Leitf~ihigkeitsuntersuchungen an Anthrazen-Kristallen 401

folgende Unterschiede gegentiber der Elektronenanregung besonders beachtet werden:

a) Die Ionisierungsdichte der Protonen ist bei vergleichbarer Reich- weite wesentlich gr613er als die der Elektronen.

b) Wegen der Massenungleichheit ist die beimProton-Elektron-StoB maximal tibertragbare Energie VIZma x = 4 m Wp/M,~, Wp/400 (m, M = Elektro- nen-, Protonenmasse; Wp = Protonenenergie) vielkleiner als beim Elektron- Elektron-StoB.

Im Hinblick auf die gemessene Bildungsenergie eines freien Elektron- Loch-Paares von 10000 eV bedeutet das:

Ffir den Fall vorherrschender Anfangsrekombination ware der hohe Wert von W verst/indlich: wegen b) erhalten dann n/imlich viel weniger Elektronen gentigend Energie, um den kritischen Radius r o zu tiber- winden.

Im Modell der Kanalrekombination ist ebenfalls eine grol3e Paar- bildungsenergie zu erwarten, da dieser Meehanismus wegen a) bei Protonenanregung viel ausgepr/igter sein sollte als bei Elektronen- anregung.

Ftir eine nicht dutch Rekombination begrenzte Ladungstr/igererzeugung durch Band-Band-Oberg/inge mit anschliel3ender Relaxation k6nnte W dagegen eventuell sogar kleiner sein als bei Elektronen- anregung, wenn aufgrund der geringeren Energieiibertragung b) die angeregten Elektronen im Mittel auch weniger Energie bei der Relaxa- tion abgeben. Hierzu sind z.B. die Messungen von Abroyan et al. 2z zu beachten, nach denen 3 keV-Protonen in Ge-Einkristallen mehr Ladungstr/iger erzeugen als Elektronen gleicher Energie. Andererseits ist es m6glich bzw. wahrscheinlich, dab der konkurrierende Prozel3 des Energieverlustes durch Excitonenerzeugung bei Protonen- und Elek- tronenanregung verschieden stark ins Gewicht f/illt.

Weiterhin mul3 die Temperaturabh/ingigkeit der Ladungstrggeraus- beute berticksichtigt werden. Ffir die Elektronenerzeugung ergaben unsere Experimente eine Aktivierungsenergie von 0,07 eV, woraus folgende Schltisse zu ziehen sind:

Die gemessene Temperaturabh/ingigkeit spricht gegen eine starke Kanalrekombination, da diese weitgehend temperaturunabhhngig sein sollte, wie auch yon Schott 24 betont wird.

Ftir die Ladungstrhgererzeugung durch Band-Band-Oberg/inge ohne Rekombinationsbegrenzung erscheint der Wert yon 0,07 eV ebenfalls hoch.

Am einfaehsten verst/indlich ist er aus nachstehenden Grfinden im Bild der Anfangsrekombination:

27 Z. Physik, Bd. 236

402 Huber u. Scharmann: Leitf/ihigkeitsuntersuchungen an Anthrazen-Kristallen

Kepler und Coppage 1 haben bei der Anregung durch sekund~re Comptonelektronen (mittlere Energie ~ 60 keV) im Bereich von -25 ~ bis +25 ~ eine weitgehend temperaturunabh/ingige Ladungstr/igerausbeute festgestellt; ein m6glicher Anstieg von maximal 20 bis 25 % ist jedoch mit den MeBpunkten noeh vereinbar. Bei der vorliegenden Anre- gung dureh 700 keV-Protonen wiire die maximal tibertragbare Energie im Proton-Elektron-StoB so viel kleiner, dab wesentlieh weniger Elektron- Loeh-Paare mit einem Abstand gr6Ber ro erzeugt werden, die der An- fangsrekombination bestimmt entgehen. Nur dieser Anteil an der Ladungstr/igererzeugung sollte temperaturunabh/ingig sein.

Von den /~brigen Elektron-Loch-Paaren, die mit einem Abstand kleiner ro erzeugt werden, ist ein ungef/ihr wie bei der Lichtanregung temperaturabh~ingiger Beitrag zu erwarten. Die gemessene Abh:ingigkeit k6nnte somit die Summe eines konstanten und eines mit der Aktivierungs- energie yon 0,14-0,18eV variierenden Anteils sein, was mit dem experimentellen Befund gut vereinbar ist. Das Ergebnis yon I w~re dann durch die erheblich gr6Bere temperaturunabh/ingige Komponente bedingt.

Eine endgfiltige Entseheidung bezfiglich des Prim/irprozesses der Ladungstr~gererzeugung ist aufgrund der vorliegenden Messungen er- wartungsgem/iB nieht m6glieh. Insgesamt k6nnen sie am besten im Bild der Anfangsrekombination erkl/irt werden, wobei man die genannten Gegenargumentejedoch nicht aus dem Auge verlieren daft. Es ist zu hoffen, dab die geplante Untersuehung der Energie- und besonders der Massen- abh/ingigkeit der Ladungstr~igererzeugung zu ihrer weiteren Kl~rung beitr~gt.

Herrn Prof. Dr. A. SchmiUen und Herrn Dipl.-Phys. W. Falter danken wir fiir die tJberlassung der Anthrazen-Kristalle und wertvolle Diskussionen, Herrn cand. phys. E. Pitt for die UnterstiRzung bei den Messungen. FOr die Bereitstellung yon Mitteln danken wir der Deutschen Forschungsgemeinschaft, dem Bundesministerium fiir Bildung und Wissenschaft und der Fraunhofer-Gesellschaft.

Prof. Dr. A. Scharmann L Physikal. Institut der Universit/it D-6300 Giessen Leihgesterner Weg 104-- 108

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Leitfähigkeitsuntersuchungen an Anthrazen-Kristallen bei Anregung mit Protonenimpulsen