Propriedades ótica e estrutural de pontos quânticos de InP embebidos em InGaP

André Luís Gazoto

UNICAMP

,

Propriedades Otica e Estrutural de Pontos Quânticos de

InP Embebidos em InGaP

Campinas

2004

UNICAMP

. . '

UNIVERSIDADE ESTADUAL DE CAMPINAS

Instituto de Física "Gleb Wataghin"

André Luís Gazoto

,

Propriedades Otica e Estrutural de Pontos Quânticos de

InP Embebidos em InGaP

Dissertação apresentada ao Instituto de

Física "Gleb Wataghin" da Universidade

Estadual de Campinas como parte dos

requisitos exigidos para a obtenção do

título de Mestre em Física.

Orientador: Prof. Dr. Eliermes Arraes Meneses

ESTE EXEMPLAR CORRESPONDE À VERSÃO FINAL DA DISSERTAÇÃO DEFENDIDA PELO ALUNO ANDRÉ LUÍS GAZOTO, E ORIENTADO PELO PROF. DR. ELIERMES ARRAES ,...

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CAMPINAS 2004

111

I

BIBLIOTECA IFGW. UNICAMP

I

Unídede

TIUNICAM

Ficlla calalográfica

l.kliversidade Estiadual de Campinas

Biblioteca do lns1iúrto de Física Gleb Wa1aghin Valtíria Succi Vicerrte -CRB 815398

Gazoto, And"é Luis,

1979-G259p Propriedades ótica e eslnrtural de pontos quântiros de lnP embebidos em

loGaP I Andre Luis Gazoto.- Campinas, SP: [s.n.], 2004. Orientador. Eliermes Arraes Meneses.

!Dissertação (mesbado) - Univenlidade Estadual de Campinas, Instituto de Física GJeb Wataghin.

1. Física da matéria condensada 2. Matéria. -Propriedades óticas~ 3. Espedroscopia ótica. 4. Poços quântiros. 5. Radiação. I. Meneses, Eliermes

Amt.es,194!3-.ll. Universidade Estadual de Campnas. Instituto de Física Gleb

Wa1aghin. 111. Título.

lnfoon~es para Billioleca [)jgital

Título em outro idioma: Optical and structur:al properties of I nP quantum dots embedded in lnGaP

Palavras-chave em inglês:

Condensed matter physics Matter -Optical properties

Opti cal spectrosoopy Quantum wells Radiation

Área de concentração~ Física Titulação: Mestre em Física

Banca, examinadora;

Biermes Anaes Meneses [Orientador] Euzi Conceição Fernandes da Silva

Lisandro P.avie Cardoso

Data de defesa: 311-03-2ln4

Programa de Pós-Graduação: Física

M:MUROS DA COMJSSAO ~U CADORA DA TESF E' r\'ESTH.ADO DE A DRÉ UÍS GAZOTO- RA 01-47 3 /I?RESi:NTADA E APROVADA AO I ST!TUTO :>E FiS:CA 'GLEü \•VATAG'"IIN" DA U IVFRS.O.AlJE ES-fiDUAL DE CAM? NAS, EM 31 ! 03 ,· 2004.

COMISSÃO JULGADORA:

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PJpfá. 0"a. E1;4i Concaçâo Fcm:mdes da Silva - Ih /

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1

RESUMO

Neste trabalho realizamos um estudo sobre a influência da espessura nominal do poço quântico de lnP nas propriedades ótica e estrutural de pontos quânticos de lnP crescidos sobre lnGaP. Foram utilizadas técnicas de espectroscopia ótica como fotoluminescência (PL), microfotoluminescência (1-1-PL) e fotoluminescência de excitação (PLE), assim como técnicas de caracterização estrutural Reflection High

Energy E/ectron Diffraction (RHEEO) e Atomic Force Microscopy (AFM). As questões

envolvidas na evolução de um crescimento bidimensional para um tridimensional são investigadas em amostras crescidas pela técnica de Chemica/ Beam Epitaxy (CBE), utilizando-se o método Stranski-Krastanov de crescimento. Os resultados dessa investigação mostraram que as propriedades ótica e estrutural são fortemente correlacionadas e dependentes da espessura nominal do poço quântico de lnP.

Por AFM foi possível observar a formação de pontos quânticos a partir da rugosidade superficial do lnP. Com o incremento na espessura nominal do poço quântico de lnP o sistema evolui para uma configuração bimodal de ilhas pseudomórficas e com forma de tronco de pirâmide, formando assim duas famílias. A transição entre estas famílias se dá com o facetamento das ilhas pseudomórficas a partir de um volume crítico V c de cada ilha. O ponto em que essa transição ocorre pode ser determinado com o aparecimento de estruturas tipo chevron no padrão de difração do RHEEO. Ficou claro que a transição de um crescimento bi para tridimensional não é abrupta, mas sim contínua. Foi encontrado também, um comportamento autolimitante para o raio desses pontos quânticos.

A rica evolução do crescimento epitaxial de pontos quânticos de lnP, observada pelas técnicas estruturais, pôde ser acompanhada também pelas técnicas óticas. A correlação dos dados estrutural e ótico confirmou uma evolução contínua de um crescimento 20 para um 30 com a coexistência destes dois modos de crescimento durante um certo intervalo de espessura do poço quântico de lnP. Mostramos assim, que uma transição de fase de primeira ordem, comumente utilizada para descrever a transição entre os crescimentos bi e tridimensional, não descreve corretamente o

crescimento epitaxial de pontos quânticos de lnP/InGaP pelo método Stranski-Krastanov.

ABSTRACT

In this work we study the influence of the thickness of lnP quantum well on the optical and structural properties of the lnP quantum dots that were grown on the lnGaP barrier. For this study we have used optical spectroscopy techniques such as

Photoluminescence (PL), Micro-Photoluminescence (J.J-PL), Excitation

Photoluminescence (PLE); as well as structural characterization techniques such as Reflection High Energy Electron Diffraction (RHEED) and Atomic Force Microscopy

(AFM). The evolution of the bi-dimensional to tri-dimensional growth was investigated in

the lnP/InGaP _{samples grown by Stranski-Krastanov method in a Chemical Beam}

Epitaxy Reactor (CBE). _{The results show that the optical and structural properties are}

strongly correlated and depend of the lnP thickness.

Through the AFM technique was possible to observe the formation of quantum

dots from _{the surface rougeness of the lnP layer. By increasing the nominal thickness of} the lnP quantum well, the system evolves to a bimodal configuration, one of

pseudomorfic islands, and other, of truncated pyramidal shapes, thus creating two structure families. The transition _{between these two families occurs with the facing of}

these pseudomorfic islands after a Vc criticai volume is reached. The point where the

transition _{occurs can be determined by the appearance of structures chevron like in the}

RHEED diffraction pattern. lt became clear that the transition from the bi-dimensional to tri-dimensional growth is not abrupt, but continuous.

The rich evolution of the epitaxial growth of the lnP quantum dots, observed

through the _{structural techniques, was also able to be followed through the optical}

techniques. The correlation between the structural and optical data confirmed a continuous evolution of the growth process of the quantum dots, with the coexistence of

the _{two modes of growth, during a certain thickness interval of the lnP. We thus} demonstrate that _{a first arder phase transition, used commonly to describe the transition}

between the bi and tri-dimensional growths, does not describe correctly the growth of the lnP/InGaP quantum dots by Stranki-Krastanov method.

Dedicatória Agradecimentos Introdução Geral

,

SUMARIO

Capitulo 1 - NOÇÕES BÁSICAS SOBRE PONTOS QUÂNTICOS

1.1 Introdução

1.2 Pontos Quânticos de lnP

Capitulo 2-TÉCNICAS ÓTICAS UTILIZADAS NESTE TRABALHO

2.1 Fotoluminescência (PL)

2.2 Fotoluminescência de Excitação (PLE)

X xi 1 2 2 8 14 14 19

Capitulo 3 - RESULTADOS EXPERIMENTAIS E DISCUSSÃO: PROPRIEDADES

ESTRUTURAIS 21

3.1 Introdução

3.2 Descrição das amostras 3.3 Medidas RHEED

3.4 Medidas de AFM com discussão incluindo RHEED 3.5 Sumário dos dados estruturais

21 21

25 30 49

Capitulo 4 - RESULTADOS EXPERIMENTAIS E DISCUSSÃO: PROPRIEDADES

ÓTICAS 50

4.1 Introdução

4.2 Resultados e discussão

4.3 Sumário dos dados de ótica

Capitulo 5- CONCLUSÃO FINAL DA DISSERTAÇÃO

Referências bibliográficas IX 50 50 69 71

74

Dedico este trabalho a toda a minha família, aos meus amigos e em especial à

minha avó Clarice (in memoriam).

AGRADECIMENTOS

Aos professores (as) Dr. Eliermes Arraes Menezes, D,-<J. Mônica Alonso Cotta, Dr. Fernando likawa pelos conhecimentos transmitidos e pela dedicação dispensada ao longo da minha trajetória neste curso de mestrado em Física.

Também ao Roberto Bortoleto pela ajuda e cooperação com este trabalho, assim como pelo fornecimento de amostras, imagens de RHEED e de AFM.

Ao Milton pelo seu inestimável auxílio com a utilização dos laboratórios.

Aos grandes amigos da república em Barão Geraldo; José Daniel Reis Junior,

Márcio Hermes e Edílson Moura, pela amizade e apoio.

Às minhas tias, Rosa, Lena, Vera, Selenir, Aurea e Célia por suas inestimáveis ajudas, boa vontade e compreensão nos momentos que mais precisei.

Aos meus pais queridos Silvana e José Carlos e minhas irmãs Claudia e Carolina pelo amor e carinho dedicados a mim.

E a todos que direta ou indiretamente contribuíram para a realização deste trabalho.

Deixo, também, um agradecimento especial à minha avó "Dona Lica" pelo Zelo

que sempre teve comigo.

INTRODUÇÃO GERAL

Neste trabalho, estudaremos amostras de pontos quânticos de fosfeto de índio (lnP) em substratos de arseneto de gália (GaAs) crescidos sobre lnGaP, fabricadas pela técnica Chemical Beam Epitaxy (CBE) com o método Stranski-Krastanov de crescimento. Utilizaremos técnicas óticas de caracterização como fotoluminescência (PL), fotoluminescência de excitação (PLE) e micro fotoluminescência (1-J-PL) e técnicas estruturais de caracterização como Reflection High Energy Electron Difraction (RHEED) e Atomic Force Microscopy (AFM). O objetivo será correlacionar as propriedades óticas com as estruturais para acompanhar o crescimento epitaxial de pontos quânticos de lnP crescidos sobre lnGaP, com um gradual incremento na espessura do poço quântico de lnP. O objetivo central será a determinação da espessura(s) do poço quântico de

lnP (camada de lnP) para a qual dar-se-á a transição de um crescimento bidimensional para um tridimensional com o aparecimento de pontos quânticos. Neste contexto será acompanhada a evolução do crescimento visando estabelecer se esta transição será do tipo abrupto, dita de 1° ordem, ou contínua até o estabelecimento completo dos ditos "quantum dots"

Com essa intenção, estudaremos sete (7) amostras com a configuração

lnGaP/InP/InGaP formando um poço quântico de lnP para permitir a realização de

medidas óticas. Outras cinco (5) amostras com a configuração lnGaP/InP, deixando a superfície de lnP livre para a realização de medidas estruturais.

Assim, o trabalho está dividido da seguinte maneira:

No capítulo 1 é feito um resumo geral sobre as noções básicas de pontos

quânticos;

O capítulo 2 descreve as técnicas de caracterização ótica utilizadas;

No capítulo 3 é feita uma introdução sobre o crescimento epitaxial por CBE e utilização das técnicas RHEED e AFM. Na seqüência analisamos os resultados obtidos por essas duas técnicas;

No capítulo 4 apresentamos os resultados e a discussão das medidas óticas, correlacionando-as com os dados estruturais obtidos no capitulo 3;

No final, o capítulo 5 apresenta a conclusão final da tese.

CAPITULO

1:

NOÇÕES

BÁSICAS

SOBRE

PONTOS

QUÂNTICOS

1.

1 INTRODUÇÃO

Os materiais semicondutores têm sido os responsáveis por inúmeros avanços,

tendo grande participação no desenvolvimento de novas tecnologias e na área de pesquisa científica básica. Muitos destes avanços tornaram-se possíveis com o advento de estruturas híbridas denominadas heteroestruturas, que tornaram-se viáveis com o desenvolvimento e o aprimoramento de técnicas de crescimento, como a epitaxia por feixe molecular ou molecular beam epitaxy (MBE) e a epitaxia por feixe químico ou chemical beam epitaxy (CBE). Assim, tornou-se possível o crescimento de camadas monoatômicas individuais uma após a outra, produzindo redes cristalinas artificiais e interfaces quase perfeitas. Com a utilização dessas técnicas é possível

produzir muitas outras estruturas nas quais os efeitos de quantização são fundamentais devido às suas reduzidas dimensões espaciais.

Os melhores exemplos de sistemas semicondutores de baixa dimensionalidade são os poços quânticos. O inicio de 1970 marcou uma nova linha em pesquisa de estruturas eletrônicas de dimensionalidade limitada a dois, os chamados poços quânticos [1 ,2]. Quando dois semicondutores de gap diferentes A e B são unidos em escala atômica, como o proporcionado pelo crescimento epitaxial, por exemplo,

provoca-se uma descontinuidade nas bandas de energia da heteroestrutura resultante,

a qual comporta-se como um poço de potencial para o movimento de portadores (elétrons e buracos) na direção de crescimento da heteroestrutura, confinando-os. A diferença entre as energias das bandas de condução dos dois materiais confina os elétrons numa fina camada.

Como a massa efetiva de um elétron em um semicondutor é pequena, o comprimento de onda de De Broglie (As), eq (1 ), é relativamente grande. Se o sistema tiver dimensões comparáveis ao (As) teremos a quantização do movimento dos

portadores neste sistema [3]. O (As) depende da massa efetiva met do portador e da temperatura T:

(1)

Assim, a massa do portador que entra na Equação (1) não é a massa do elétron livre mas, _{a massa efetiva para o elétron ou o buraco na rede cristalina. Podemos ver}

efeitos de quantização para estruturas com espessura dezenas a centenas de vezes maiores que o parâmetro de rede do cristal, uma vez que a massa efetiva pode ser

muito _{menor do que a massa do elétron livre.}

Esse confinamento afeta as propriedades dinâmicas e energéticas desses portadores. Assim, se tivermos _{apenas uma das direções comparável às dimensões de} As, teremos _{um sistema bidimensional para o movimento dos portadores, o poço}

quântico. _{Conforme o movimento é limitado em duas e depois três direções do espaço,} ou seja, o (As) é significativo em duas e depois em três direções, obteremos

respectivamente _{sistemas unidimensionais (fios quânticos) e zero-dimensionais} (pontos quânticos).

Com o rápido progresso tecnológico no início de 1980, e com o advento de técnicas de litografia, tornou-se _{possível o confinamento de elétrons em uma dimensão,} (sistemas unidimensionais), _{estruturas estas que recebem o nome de fios quânticos [4].}

Contudo, a quantização do movimento do elétron livre em todas as três direções de espaço, possível com o armadilhamento ("trapping'} em estruturas denominadas pontos quânticos, foi _{obtida pela primeira vez na década de 80. Foi neste período que}

Reed et ai [5] _{averiguaram a existência de níveis de energia quantizados,}

caracterí_{sticos de confinamento zero-dimensional, onde a função de densidade de} estados assume a forma de picos. Esse armadilhamento de portadores por pontos quânticos promove um forte confinamento imposto nas três dimensões espaciais. Dessa maneira temos uma completa redução da extensão infinita do poço quântico em duas dimensões para valores atômicos, isto leva a uma localização dos portadores em todas as três direções, _{ocasionando uma quebra no modelo de estrutura de bandas}

clássico, com dispersão de energia como função do momento. A estrutura de níveis de energia resultante para os pontos quânticos, portanto, é discreta.

Uma diferença básica entre os confinamentos presentes nos poços quânticos, fios quânticos e pontos quânticos é a densidade de estados. Na figura (1 .1) abaixo se vê a diferença entre as funções densidade de estado para estruturas não confinadas tipo

bu/k, para poços quânticos, para fios quânticos e para pontos quânticos. As regiões preenchidas, no interior dos cubos, representam as direções de livre movimento para os portadores. Energia Poça Quâmtico Energia

-Fio Quântico Energia , , Romto ql!lântico I I I • I I r---- -.. -··· Energia

Figura (1.1): Representação da densidade de estados em função da energia para (3D) "Bulk", (2D) poço quântico, (lD) fios quânticos e (00) pontos quânticos.

Estruturas quânticas restringem a mobilidade dos elétrons confinando-os. Num material semicondutor bulk, os elétrons são livres para se moverem em qualquer uma das três direções espaciais. Uma estrutura confinante pode ser feita "enterrando" uma região limitada de um material semicondutor com outro material semicondutor (por exemplo, lnAs com GaAs). A diferença entre os estados eletrônicos dos dois materiais forma uma barreira para o livre movimento do elétron. Se qualquer dimensão da estrutura se aproxima do comprimento de onda do elétron, efeitos quânticos aparecem. Conceitualmente, começando com um material bulk, cada dimensão pode ser

estreitada para levar a uma das três classes de estruturas quânticas, tornando a estrutura fina ao longo de um dos eixos, isto resulta em uma camada 20

(bidimensional) chamada de poço quântico. Se estreitarmos um segundo eixo, um fio 1 D (unidimensional) é obtido produzindo o fio quântico. Estreitando ao longo do ultimo eixo uma estrutura OD (zero dimensional) chamada ponto quântico é formada.

Materiais semicondutores bulk têm curvas de absorção similares à observada na figura (1.2) (linha tracejada). Porque elétrons devem ser excitados de algum lugar na banda de valência para algum lugar na banda de condução, a absorção da radiação pelo semicondutor irá ser zero para energias logo abaixo do bandgap do semicondutor. Conforme a energia da radiação é aumentada, a absorção começa a ocorrer, desde de que a energia seja suficiente para excitar um elétron da banda de valência para a abanda de condução. Um contínuo de estados permitidos na banda de condução e de valência permite que a absorção continue para radiações de mais altas energias. Espera-se que a transição entre a não absorção e a completa absorção seja abrupta uma vez que não existem estados permitidos no bandgap do material em condições ideais. Contudo, essa transição não é abrupta como esperado porque há impurezas e defeitos no semicondutor causam o aparecimento de estados no bandgap do material,

assim como estados de superfície como mostra a figura (1.3 a).

o

•<( o 0::: o Cl) m <( ---/ / ' I I I I I I I I I I I I I I I I I 1/ I /

----/ Semicondutor Bu/k

Pontos Quânticos

I /À.

FIGURA (1.2):Típico perfil de absorção para um material semicondutor bulk e um ponto quântico.

A figura (1.3 b) mostra a estrutura de bandas de energia para o ponto quântico. Por causa do confinamento eletrônico dos pontos quânticos, níveis discretos de energia são formados no ponto quântico. Para um elétron ser excitado de um estado para outro, a radiação incidente deve ter energia igual à separação entre os estados

discretos. Isso faz com que os pontos quânticos tenham uma absorção característica como a mostrada pela linha sólida na figura (1.2)

----····---.~---~ - - - -· · · · · · · · · · · -~ E •. • c I

Ev

~

~

S

.

(a) (b)

FIGURA (1.3): Estrutura eletrônica de (a) um material bulk semicondutor e (b) um ponto quântico.

A estrutura eletrônica de um ponto quântico é muito similar a de um átomo de maneira que estes pontos quânticos são muitas vezes chamados de átomos artificiais,

figura (1.4 ). Ambos, átomos e pontos quânticos, são sistemas quase-OD. Nos átomos, o elétron é confinado no poço de potencial criado pelo núcleo positivamente carregado, enquanto num ponto quântico o elétron é confinado pelo poço de potencial formado pela diferença entre o fundo da banda de condução de dois materiais semicondutores diferentes. ÁTOMO

+

/ Núcleo atômico PONTO QUÂNTICO ~ Níveis disc

I

_li

Difere nça entre as bandas de condução

FIGURA (1.4): Níveis de energia do elétron em átomos e pontos quânticos. Na figura para ponto quântico, _{I e 11 são dois semicondutores diferentes com a banda de condução de I maior do que a de 11.}

Por causa da estrutura tipo atômica dos níveis discretos dos pontos quânticos, essas estruturas são importantes para aplicações envolvendo detecção ou emissão de luz. Os níveis de energia discretos que existem nos pontos quânticos permitem que apenas os elétrons de uma determinada energia discreta existam. Isso significa que fotodetectores podem teoricamente ser fabricados usando pontos quânticos que serão sensitivos a uma largura de linha muito estreita de luz. Similarmente, isso significa que lasers podem ser fabricados para emitirem luz com uma largura de linha muito fina.

Diferentemente dos átomos, os pontos quânticos podem ser modificados e suas propriedades manipuladas. É a possibilidade de controlar sua forma, suas dimensões, a estrutura dos níveis de energia e o número de elétrons confinados que os tornam atraentes abrindo um sem número de aplicações em fotônica, dispositivos eletrônicos,

microeletrônica, óptica não linear, e muitos outros campos de pesquisa, para essas estruturas de tamanho reduzido.

O estudo de pontos quânticos individuais e de ensembles de pontos quânticos representa uma nova fronteira em física fundamental e aplicada. Muita aplicação para os pontos quânticos, como novos dispositivos, tem sido reportada; como o transistor de um único elétron ou o laser de ponto quântico. Tais dispositivos apresentam novas possibilidades para a pesquisa em física básica e para a indústria. Tais predições encontraram motivação com o sucesso na obtenção, nestes últimos anos, de sistemas nanoestruturados utilizando o efeito da auto-organização que ocorre, por exemplo, durante o crescimento de uma heteroestrutura tensionada. Esse efeito é conhecido como auto-organização ou auto-ordenamento. É a coordenação dos mecanismos cinéticos e termodinâmicos de auto-organização que permite a existência de padrões tridimensionais únicos de ilhas em uma matriz para diferentes sistemas de materiais.

Para o caso de heteroestruturas semicondutoras, o efeito de auto-organização está relacionado a sistemas tensionados (tensão geralmente presente na interface dessas heteroestruturas). Um sistema muito conhecido que apresenta os fenômenos descritos acima, é lnGaAs/AIGaAs. Tal heteroestrutura, pode ter suas propriedades modificadas simplesmente alterando-se as concentrações dos elementos presentes nos dois materiais ln1_xGaAsx e Al1_yGaAsy. A alteração nas concentrações altera o parâmetro de rede da liga modificada. Isso torna possível modificar e controlar a tensão

que se acumula na interface com a formação da heteroestrutura. Recentemente, pontos quânticos auto-organizados têm sido obtidos com compostos do grupo 111-V, sistemas como lnP/InGaP, lnGaSb/GaAs, estruturas baseadas no grupo 111 nitretos tipo (ln,Ga,AI)N, Ge/Si, Si02/Si e mais recentemente estruturas do grupo 11-VI.

Sistemas de pontos quânticos em heteroestruturas semicondutoras são obtidos, geralmente, com o método de crescimento Stranski-Krastanov. Este modo de crescimento é altamente tensionado devido ao descasamento dos parâmetros de rede entre a matriz e os pontos quânticos auto-formados e o descasamento pode levar a imperfeições na interface como a rugosidade. Assim, pares elétron-buraco (éxcitons) confinados nos pontos têm seus níveis de energia influenciados pela rugosidade interfacial eventualmente presente. Energeticamente, essa rugosidade reflete-se como flutuações de potencial na interface; esses potenciais podem armadilhar (capturar) portadores. A termalização dos portadores, assim como a forma de linha dos espectros ópticos (posição do pico, intensidade e largura de linha), é dependente de como as flutuações de potencial e os portadores capturados se relacionam com a geração de portadores na matriz e a recombinação dos mesmos nos pontos quânticos

auto-formados.

Particularmente, pontos quânticos de lnP/InGaP oferecem melhorias promissoras em dispositivos quânticos, devido à sua forte emissão em comprimentos de onda longos do espectro visível. Tem se demonstrado que, camadas buffer de lnGaP podem ser estruturalmente moduladas resultando em uma nucleação de pontos quânticos de lnP espacialmente ordenados [6].

1.

2 Pontos Quânticos de InP/InGaP

Como este trabalho se restringe basicamente a pontos quânticos de lnP crescidos sobre lnGaP, apresentamos uma descrição do processo de crescimento da heteroestrutura lnP/InGaP.

A heteroestrutura crescida como no diagrama da figura (1.5 a) impõe um perfil de potencial para as bandas de valência e condução na direção do crescimento Z como o

ilustrado na figura (1.5 b). A existência de barreiras de potencial no poço quântico

lnP/InGaP formado impõe um regime de confinamento unidimensional para os portadores, formando uma banda bidimensional de energia. Da mesma forma, o confinamento de portadores nas três direções espaciais impõe um regime 00 zero dimensional para os portadores que relaxam para esses pontos quânticos levando a existência de níveis discretos de energia.

Z (Direção do crescimento epitaxial)

e

Pontos de InP, embebidos no poço quântico de TnP

z

FIGURA (1.5): (a) Diagrama geral das amostras de pontos quânticos estudados: a heteroestrutura formada é lnGaP/InP/InGaP crescido sobre substrato de GaAs. O eixo Z indica a direção do crescimento epitaxial. (b) Perfil de potencial formado pela heteroestrutura em (a); o perfil discreto dos pontos quânticos não é mostrado. As proporções não estão em escala.

O processo de crescimento de pontos quânticos a ser adotado numa heteroestrutura semicondutora vai depender da energia livre associada à interface entre dois materiais A e B, e do descasamento do parâmetro de rede entre os dois materiais. Em sistemas onde a rede é casada, mesmo parâmetro de rede, a formação de ilhas é dirigida por uma alta energia interfacial e por uma alta energia superficial da camada epitaxial de maneira que uma relação entre essas duas energias governa a transição entre dois tipos de crescimento: o Frank-Van der Merwe e o Volmer-Weber,

figura (1.6). Para uma camada epitaxial tencionada existe a possibilidade adicional de que a formação de ilhas possa permitir ao sistema introduzir deslocações da rede por descasamento logo abaixo das ilhas para relaxar a tensão da camada epitaxial. Para um sistema com pequena energia interfacial mas grande descasamento da rede, o crescimento inicial é realizado camada por camada, no entanto uma fina camada tem

uma grande energia de tensão podendo diminuir sua energia total formando finas ilhas isoladas. Este último, caracteriza o método Stranski-Krastanov de crescimento a partir de sistemas tensionados.

Frank-van der Volmer-Weber Stranski-Krastanow

Merwe

-

-1

FIGURA (1.6): Diagrama esquemático para três modos de crescimento possíveis: Frank-van der Merwe

(F-vdM), Volmer-Weber (VW), e Stranski-Krastanov (SK). Onde a energia de interface sozinha for suficiente para causar a formação de ilhas, crescimento VW irá acontecer; o crescimento SK é restrito a sistemas onde a energia de tensão das ilhas é diminuída por deslocamentos de tensão abaixo das ilhas.

O processo de crescimento utilizado para os nossos pontos quânticos foi o Stranski-Krastanov [4]. Este tipo de crescimento depende da diferença entre os parâmetros de rede do lnP e do lnGaP, descasamento da rede (lattice mismatch). Para essa família de semicondutores a dependência com o parâmetro de rede a e o gap fundamental Eo é mostrado na figura (1.7). Pode ser observado que para pequenos parâmetros de rede os materiais apresentam um gap fundamental alto que diminui com o aumento do parâmetro de rede. Mais ainda, a transição muda de direta para indireta para maiores energias de gap. Mais importante aqui é notar que os parâmetros de rede do lno.4aGao.s2P e do lnP são, do gráfico, 5.64

A

e 5.87

A

respectivamente.

3.0 2.5 GaP

e:

.-

::.---2.0

>

_Q) 1.5

--

o GaAs. w 1.0 0.5 5_4 5.5 5.6 lnP 5.7 5.8 5.9 aiA 6.0 Direto Indireto I nAs 6.1 6.2

FIGURA (1.7): Band gap fundamental E0 e parâmetro de rede a para alguns semicondutores do

grupo 111-V

Assim, por Stranski-Krastanov, o crescimento é basicamente o seguinte: com a camada de lnGaP completamente crescida, tem início o crescimento da camada de lnP. Como os parâmetros de rede das duas ligas são diferentes (lattice mismatch -3.7%), o lnP acumula tensão elástica em sua rede que aumenta linearmente com a quantidade de lnP depositado até atingir um certo valor crítico, de maneira que a fina camada de lnP é obrigada a ajustar seu parâmetro de rede ao do lnGaP. O valor crítico para o qual o sistema não pode mais acumular tensão representa o ponto onde deve ocorrer um processo de relaxação dessa tensão acumulada.

Assim, a formação de ilhas por Stranski-Krastanov ocorre devido ao acúmulo de

energia de tensão elástica na camada epitaxial de lnP. A relaxação de tensão ocorre com o rearranjo do material depositado quando ilhas 30 são formadas. A formação de

ilhas 30 muda completamente a distribuição de tensão no filme de lnP. De maneira que

a energia de tensão pode ser diminuída com a formação de ilhas por Stranski-Krastanov a partir de uma espessura Ec (espessura crítica). A criação de novas facetas

durante a formação de ilhas aumenta a energia da superfície com a diminuição da

energia de tensão elástica do filme.

A formação de ilhas por Stranski-Krastanov pode ser entendida como uma transição de fase, começando com uma fina camada 20 de wetting layer metaestável

e

terminando com uma configuração mais estável de ilhas rodeadas por uma fina

wetting layer. Essa transição pode ocorrer sem uma deposição adicional de material,

com as ilhas formando-se simplesmente a partir do material da wetting /ayer. O

processo de formação das ilhas pode ser entendido no gráfico (1.8)

<C (!) ~

w

z

w

A ' -

r

Crescimento 20 1

I

I meta estável

C

r

esc

i

m

e

n

t

~

20 estável

I

Crescimento Stranski -Krastanow 20+30

Espessura nominal da wetting layer

GRÁFICO (1.8): Esquema da energia total contra a espessura nominal para a transição da morfologia

20-30. O processo pode ser dividido em três partes: A) O estágio de crescimento bidimensional 20, B) O período da transição 20-30, e C) período de amadurecimento das ilhas. Etrans é a espessura da wetting

layer para a qual o crescimento 20 passa a se tornar metaestável e Ec é a espessura para a qual a energia de tensão é grande o suficiente para superar a energia de ativação EA e a formação dos pontos começa.

O processo tem início com o crescimento de camadas 20 estáveis e uma perfeita

wetting /ayer é formada. Quando alcançamos Etrans (espessura de transição) o

crescimento continua 20 mas agora metaestável, que significa que temos uma fina

camada supercrítica de wetting layer . O crescimento metaestável continua até que a

en_{ergia de tensão acumulada em excesso ultrapassa a energia de ativação EA , o que} ocorre para uma espessura crítica Ec. A _{partir de Ec o crescimento 30 tem início. O}

material da camada 20 tensionada é re-alocado nessa transição 20-30 de maneira que a espessura da wetting layer retorna à espessura que tinha próxima de Etrans·

O material utilizado para formar essas ilhas provem da camada bidimensional de lnP que está ligada à _{superfície de lnGaP. Esta camada é chamada de camada} molhante ou wetting layer e tem tipicamente entre 1 e 3 monocamadas completamente formadas ou não, _{devido a uma rugosidade superficial bidimensional de lnP. A} relaxação do sistema com a formação de ilhas tridimensionais ocorre espontaneamente para um determinado valor crítico da wetting /ayer, de maneira que as ilhas ou pontos quânticos formados recebem o nome de pontos quânticos autoformados ou auto-organizados, do inglês se/f assembled quantum dots.

No _{decorrer do trabalho empregaremos espessura nominal ou quantidade nominal} de l_{nP ou ainda simplesmente camada de lnP, como sendo a quantidade total de} material depositado para a formação da camada de lnP. Esse valor nominal é estimado como sendo a espessura da camada de lnP para que todo o material depositado levasse à origem _{de apenas monocamadas atômicas bidimensionais (planas).} Empregaremos também o termo camada molhante de lnP ou wetting /ayer. Em geral, a camada molhante é sempre mais fina do que a espessura nominal, devido ao fato de que os pontos quânticos crescem não só com o material que está sendo depositado mas também _{com parte do material do próprio poço de lnP, tornando este mais fino} principalmente em torno dos pontos.

CAPITULO 2: TÉCNICAS ÓTICAS UTILIZADAS NESTE

TRABALHO

2.1 Fotoluminescência (PL)

No estudo de interfaces em heteroestruturas semicondutoras é conveniente utilizarmos técnicas de espectroscopia óptica, como Fotoluminescência (PL) e Fotoluminescência de Excitação (PLE). _{Sob condições experimentais adequadas é}

possível identificar aspectos relacionados à _{estrutura das interfaces de poços} quânticos, como captura e termalização de portadores, na forma de linha dos espectros de fotoluminescência. Com estas técnicas podemos obter indiretamente, informações valiosas sobre os fenômenos relacionados com as interfaces dessas heteroestruturas.

Para a utilização _{dessas técnicas, é necessária a compreensão dos fenômenos} físicos envolvidos. Os principais são os processos de criação e recombinação de portadores em semicondutores. É através dos espectros ópticos e da análise da forma de linha destes espectros que poderemos, indiretamente, entender os processos de captura, termalização de portadores e interação _{com defeitos na interface de poços} quânticos.

Basicamente o espectro de PL obtido é resultado de um processo competitivo entre a relaxação _{não radiativa de portadores e a recombinação radiativa de pares e-b} (elétron-buraco). Um _{dos principais processos de relaxação ocorre com a interação} com fônons _{longitudinais; LO e LA (os fônons transversais TA e TO espalham} portadores elasticamente) [7].

Um _{típico diagrama de bandas de um semicondutor do tipo bu/k é mostrado na} figura (2.1 a). Se um _{elétron é excitado para a banda de condução, ele pode facilmente} relaxar _{para um estado de menor energia acoplando-se com um fônon da rede de} freqüência w. Por causa do contínuo de estados na banda de condução, o elétron excitado pode acoplar com fônons de várias freqüências e relaxar para qualquer estado livre e menor _{energia muito rapidamente. Isso faz com que o tempo de relaxação em} semicondutores do tipo bulk seja relativamente _{breve. Em poços quânticos o processo}

é _{praticamente o mesmo, pois a densidade de estados é não nula em toda extensão de} energia maior do que o primeiro nível confinado. Num ponto quântico, o elétron é excitado de um nível discreto para outro, figura (2.1 b ); para o elétron relaxar de volta ao estado de menor energia, _{ele deve se acoplar com um fônon da rede de freqüência}

particu_{lar. Se esse modo de freqüência do fônon não existir na rede, será difícil para o}

elétron rel_{axar para o estado discreto mais baixo. Assim o tempo de vida de relaxação}

do port_{ador será muito mais longo do que para poços e bulk [8] .}

.L:\-

--~

(a) _(b)

FIGURA (2.1 ): (a) _{Diagrama das bandas de condução e sobrando Ec e valência E v para um}

semi_{condutor tipo bulk demonstrando como um elétron excitado pode perder facilmente energia}

interagindo com fônons; _{(b) Elétron sendo excitado em um ponto quântico onde a relaxação é mais lenta.}

Um outro processo relacionado à relaxação de portadores são os processos Auger, m_{as estes dependem da presença de altas concentrações de um gás de}

elétrons livres que i_{nterajam eletricamente com elétrons confinados nos pontos}

quânticos, o que não é nosso caso.

Na figura (2.2), temos uma ilustração esquemática da montagem experimental

utilizada nos experi_{mentos de fotoluminescência PL. Utilizou-se como fonte um laser de}

Argônio (Ar+), emit_{indo na linha verde de 514 nm - 2,41 eV. A potência do laser foi}

mantida constante durante a realização das medidas de baixa temperatura (2K) e com variação de temperatura. Nas medidas com variação de temperatura, a mesma foi

aju_{stada utilizando-se um controlador digital de temperatura permitindo seguir de 2K} até 300K em passos de 1 K. Nas medidas com variação de potência, a temperatura foi mantida constante e o controle da potência foi realizado por um filtro de intensidade; o valor da intensidade do feixe incidente nas amostras foi lido através de um medidor de potência.

.... :::::::::::::

~:: ~;;;;;;::

:

1

···

·

···

u:::::: ...

,J

···

_...

]

Laser de Ar+ Filtro de Intensidade

••• •

••

•

_•

•

•

•

_•

•

•

Lentes ---. ~ Cnostato:

...

)

..

Controlador de Temperatura ,1,82 K

I

•

•

C]

-•••••••••••

...--Espelhos Porta Água gelada

FIGURA (2.2): Ilustração de montagem experimental para a realização de medidas de fotoluminescência

(PL)com variação de temperatura e potência

Um sistema ótico de lentes e espelhos planos conduz e foca o feixe laser em uma das amostras situadas no porta amostras presente no interior do criostato de imersão. A luminescência proveniente da amostra sob excitação é tocada por uma lente convergente e dirigida até um monocromador duplo, com grade de difração de 1200 linhas/mm, que seleciona o sinal proveniente da luminescência de acordo com o comprimento de onda. A detecção e amplificação do sinal foram realizadas através de uma fotomultiplicadora (PMT) tipo 820, refrigerada a água; sua resposta espectral é ótima na região do visível, mesma região de emissão das amostras. O sinal proveniente

da _{PMT é coletado e enviado a um computador para posterior análise dos dados}

obtidos.

As medidas foram realizadas em modo contínuo de excitação e a temperatura de 2 K foi obtida com um criostato de imersão de He líquido, onde as amostras ficam em

contado com o He líquido em estado de superfluidez, durante as medidas.

Como uma alternativa da técnica de PL fizemos uso, também, da micro

fotoluminescência (tJPL). Na figura (2.3), temos uma ilustração esquemática da

montagem experimental utilizada nos experimentos de micro fotoluminescência (tJPL),

que nada mais é do que uma variação da PL.

TV

-

+-

- - -

SPOT do laser

-10 IJm

Amostra

monocromador

Separador de feixe Mascara perfurada

Criostato dedo frio

-30 1-1m de diâmetro cada buraco

- ... eco

c:::::J

FIGURA (2.3): Ilustração da montagem experimental para a realização de medidas de micro fotoluminescência (IJPL) com variação de potência

Também para esta montagem de (tJPL) utilizou-se como fonte um laser de Argônio

(Ar+), emitindo na linha verde de 514 nm - 2,41 eV. A potência do laser foi mantida constante, enquanto que a potência de excitação foi controlada reduzindo a potência do

feixe proveniente do laser _{com a ajuda de filtros de intensidade. Nas medidas com} variação de potência a temperatura foi mantida constante e igual a 6 K e o controle da potência foi realizado por um filtro de intensidade, o valor da potência incidente nas amostras foi determinado através de um medidor de potência. A amostra foi colocada em um porta amostra dentro de um criostato de fluxo continua de He (dedo frio), uma bomba de alto vácuo garantiu um vácuo de1 x1 04

torr, dentro do criostato.

Na superfície da amostra foi colocada uma máscara de alumínio com orifícios da ordem de 30 ~m _{e, é na superfície da amostra exposta por um dos furos que} realizamos as medidas. O controle da posição do feixe laser, se dentro ou fora do buraco, é feito utilizando-se uma câmera, cuja imagem gerada é observada em uma pequena TV; o feixe refletido é dirigido por um espelho até a câmera e, pela imagem podemos focar o feixe e escolher o "buraco" onde será feita a medida. Uma vez escolhido o "buraco", retiramos o espelho que dirige o feixe laser até a câmera permitindo que o mesmo siga até o monocromador, como ilustrado na figura (2.3).

O feixe laser é conduzido até a amostra da mesma forma como o discutido na montagem para PL; a diferença é que utilizamos um separador de feixe (beam spliter) antes da objetiva para direcionar o feixe laser até a amostra e permitir que o sinal proveniente da mesma seja dirigido até o monocromador pelo mesmo caminho do feixe incidente (excitação normal ao plano da amostra). Uma objetiva foi utilizada para conseguirmos que o spot do laser fosse de -1 O ~m.

A luminescência _{proveniente da amostra sob excitação é focalizada por uma lente} e dirigida até um monocromador duplo, com grade de difração de 1200 linhas/mm, que seleciona o sinal proveniente da luminescência de acordo com o comprimento de onda.

A detecção e amplificação do sinal foram realizadas através de uma

eco

(Charge

Coup/ed Device); _{sua resposta espectral é ótima na região do visível, mesma região de} emissão das amostras. O sinal proveniente da

eco

é coletado e enviado a um computador para posterior análise dos dados obtidos.

Esse tipo de medida permite investigar uma região muito limitada da amostra, evidenciando fenômenos locais, se existentes, e dentro da ordem de grandeza da região em análise.

2.2 FOTO _{LUMINESCÊNCIA DE EXCITAÇÃO (PLE)}

Na figura (2.4 ), temos uma ilustração esquemática da montagem experimental utilizada nos experimentos de fotoluminescência de excitação (PLE).

Criostato dedo frio

Chopper

Monocromador A

Luz branca

FIGURA (2.4): _{Ilustração da montagem experimental para a realização de medidas de fotoluminescência}

de excitação (PLE).

A principal _{diferença dessa montagem para a de PL é que}

utilizamos uma

lâmpada de Xe de 1 _{000 W como fonte de excitação; isso foi necessário devido ao fato}

de _{não termos um laser sintonizável na região de energia que necessitamos}

(- 1,7 a 2.2 eV). Essa lâmpada _{permite trabalhar com luz desde o infravermelho próximo até o}

ultravioleta (0.8 a 4 eV). A luz _{branca proveniente da lâmpada de Xe foi separada pelo}

monocromador _{(A); um chopper ligado}

a um lock-in permitiu a detecção pulsada do sinal proveniente _{da amostra. A detecção deu-se por meio de uma PMT após o sinal}

ter

sido separado pelo monocromador _{(B). O criostato utilizado foi dedo frio, muito}

semelhante ao utilizado no _{experimento de 1-JPL.}

O espectro obtido neste tipo de medida é uma relação da intensidade da radiação emitida em cada comprimento de onda que foi utilizado na excitação (selecionado pelo monocromador (A) a partir da luz branca da lâmpada de X e). Isso está relacionado com o número de pares elétron-buraco excitados para uma dada energia do fóton incidente.

Temos que um pico no espectro de PLE corresponde a um pico na densidade de estados.

CAPITULO

3:

RESULTADOS

EXPERIMENTAIS

E

DISCUSSÃO: PROPRIEDADES ESTRUTURAIS

3.1 INTRODUÇÃO

As caracterizações morfológicas das amostras estudadas neste trabalho foram realizadas através da técnica Atomic Force Microscopy (AFM) e Reflection High Energy

Electron Diffraction (RHEED). As imagens de AFM e RHEED, bem como o crescimento

das amostras foi realizado pelo aluno de Doutorado Roberto Bortoleto, do departamento de Física Aplicada IFGW-UNICAMP. Com esta técnica a superfície das amostras estudadas pôde ser caracterizada morfologicamente, em escalas sub-micrométrica ou nanométrica. Na seqüência, apresentamos em dois tópicos os resultados obtidos por RHEED e AFM.

3.2 DESCRIÇÃO DAS AMOSTRAS

Neste capítulo estudamos um total de 12 amostras de lnP crescidas sobre lnGaP,

sendo 7 amostras com a configuração lnGaP/InP/InGaP cujo único parâmetro variado foi a espessura nominal do poço quântico de lnP. Para essas amostras as diferentes espessuras do poço quântico de lnP foram: 0,7 MC, 1,4 MC, 2,1 MC, 2,8 MC, 3,5 MC,

4,2 MC e 7 MC onde MC é mono camada, consistindo em uma variação progressiva de 0,7 MC de amostra para amostra. Essas amostras foram cobertas com uma camada de lnGaP (enterrada) para a realização de medidas óticas. Outras 5 amostras de lnP foram crescidas sobre lnGaP, com configuração lnGaP/InP e espessura da camada de lnP iguais a 1,2 MC, 2,4 MC, 3 MC, 4MC e 5MC, sem cobertura de lnGaP (superfície livre), foram utilizadas nas medidas estruturais.

Nossas amostras foram crescidas em um reator de epitaxia por feixe químico

Chemical Beam Epitaxy (CBE) (modelo Riber 32) do IFGW-UNICAMP. O crescimento

realiza-se com o substrato aquecido no interior de uma câmara de alto vácuo, na qual são injetados hidretos e organometálicos como fontes dos elementos dos grupos V e 111

respectivamente. A fosfina PH3 é utilizada como precursora de P (grupo V), esse hidreto sofre um craqueamento (decomposição por temperatura) logo antes de ser

i_{njetado na câmara de crescimento maximizando a reatividade dos elementos que}

chegam à superfície do cristal. Os organometálicos, fontes de In e Ga (grupo 111),

utilizados são o trimetilíndio e trietilgálio. Como o crescimento é realizado à pressão de -10-5 Torr, é possível monitorar a superfície cristalina in situ por difração de elétrons de alta energia, Reflection High Energy Electron Diffraction (RHEED). Na figura (3.1 ), temos um _{esquema do reator CBE utilizado no crescimento de nossas amostras. O}

sistema RHEED por nós utilizado está acoplado à câmara de crescimento e proporciona i_{nformação estrutural da superfície do filme que está sendo depositado.}

Para maiores detalhes sobre o crescimento ver referência [9].

Linha para Exaustão Bombas

Turb

os

~

Canhão de elétrons Craqueador Injetor de Organometálicos

~

Padrão de RHEED

FIGURA (3.1): Esquema do reator CBE.

Sobre a superfície do substrato aquecido, os átomos sofrem vários processos como os ilustrados na figura (3.2). A incorporação à rede representa a adição de átomos que interagem com a rede do cristal previamente existente. Os átomos tomam

o lugar _{de um local livre na rede sobre a superfície do cristal. Uma vez na superfície, os}

átomos podem sofrer difusão. Os átomos na superfície também podem trocar posições com os átomos abaixo da superfície num processo chamado interdifusão. A nucleação pode ocorrer quando alguns átomos tendem a se localizar em um ponto particular sobre a superfície. A nucleação, geralmente é aumentada por defeitos na superfície, degraus íngremes, coalescência de outros átomos já na superfície, a presença de um substrato já rugoso ou ainda devido à _{presença de campos de tensão locais gerados,}

por exemplo, devido a uma modulação de composição do substrato. Se a temperatura

do substrato é suficientemente alta (dependendo do material envolvido), também

podemos ter a re-evaporação de átomos depositados na superfície.

nucleation lattice incorporation atomic beams

...

-.~..

...

desorption surface ~.,.._.._.~"""

tt

--

diffusion lattice site interdiffusion

FIGURA (3.2):Processos _{de superfície ocorrendo durante o crescimento por CBE.}

O crescimento das amostras foi feito em um substrato de Arseneto de Gália (GaAs), _{de orientação (001 ), com pressão de arsênio igual a 7,7x1}

_o-

6

Torr. As camadas epitaxiais de l_{nP foram crescidas a uma taxa de 0,35 MC/s à temperatura de T=540°C}

para as amostras com cobertura de lnGaP e a uma velocidade de 0,2 MC/s também a T=540°C para as amostras sem cobertura (cap layer). A seqüência do crescimento foi a seguinte:

a) Crescimento de uma camada buffer com espessura de 300 nm de GaAs à

temperatura _{T=550°C, para eliminação de irregularidades superficiais do}

substrato de GaAs;

b) Deposição de uma camada de 450 nm de lnGaP, também à 550°C;

c) Deposição da camada de fosfeto de Índio lnP com espessura variando de

amostra para amostra entre 0,7MC a 7MC, como descrito anteriormente. Para as

medi_{das de AFM o crescimento é interrompido aqui, onde ficamos com a}

heteroestrutura lnGaP/InP;

d) Para as medidas ópticas uma camada adicional de 1 OOnm de lnGaP é crescida

sobre o lnP, _{para permitir o confinamento quântico de portadores e viabilizar as}

medidas óticas, formando a heteroestrutura lnGaP!InP!InGaP.

Nome da Espessura Cobertura Tipo de Taxa de

amostra nominal do poço com lnGaP, Medidas crescimento

(MC e [nm]) cap /ayer realizadas (MC/s) CBE#1933 0.7-[0.21] SIM Ópticas 0.35 CBE#1931 1.4-[0.421 SIM Ópticas _0.35 CBE#1932 2.1-[0.63] SIM Ópticas _0.35 CBE#1934 2.8-[0.841 SIM Ópticas _0.35 CBE#1938 3.5-[1.05] SIM Ópticas _0.35 CBE#1936 4.2-[1.26] SIM Ópticas _0.35 CBE#1929 7-[2.1] SIM Ópticas _0.35 CBE#1986SC 1.2-[0.36] NÃO AFM _0.2 CBE#1984SC 2.4-[0.72] NÃO AFM _0.2 CBE#1983SC 3-[0.9] NÃO AFM _0.2 CBE#1982SC 4-[1.2] NÃO AFM _0.2 CBE#1928SC 5-[1.5] NÃO AFM _0.2

TABELA (3.1): Listagem da nomenclatura, _{espessura nominal do poço de lnP em monocamadas e em} nanômetros entre colchetes, cobertura ou não das amostras, tipos de medidas efetuadas nas mesmas, taxa de crescimento em monocamadas por segundo.

O esquema geral de cresci_{mento pode ser visualizado na figura (1.5), onde Zé a}

direção do crescimento epitaxi_{al. Entre as camadas de lnGaP está uma fina camada de}

lnP que forma o poço de lnP quando coberta pelos 100 nm de lnGaP. É nesta camada que se dá a origem aos pontos quânticos autoformados. As amostras para medidas ópticas, num total de 7, foram cobertas com uma camada de 1 OOnm de lnGaP,

formando a heteroestrutura lnGaP/InP!InGaP. Outras 5 amostras com espessuras nominais variando de 1,2 a 4,0 MC tabela (3.1) foram crescidas nas mesmas condições das anteriores mas não foram cobertas com lnGaP para permitir a realização de um estudo da morfologia do filme formado através de medidas de AFM. Isto vai permitir uma correlação entre as propriedades estrutural e ótica dessas amostras. A relação das amostras pode ser visualizada na tabela (3.1 ).

Com essa variação foi possível investigar ótica e estruturalmente, os vários estágios de formação dos pontos quânticos, desde a formação de uma wetting layer bidimensional até a formação de estruturas tridimensionais capazes de exibir confinamento zero dimensional (00), isto é, os pontos quânticos.

3.3

MEDIDAS DE RHEED

Para a realização de um crescimento epitaxial, monocamada por monocamada, crescimento bidimensional, é necessário que se tenha uma calibração da taxa de crescimento do material que está sendo depositado. Essa calibração é possível com a ajuda da técnica RHEED figura (3.3), cujo equipamento é composto por um canhão de elétrons que emite um feixe de elétrons, de maneira que os mesmos incidam sob um ângulo rasante

e

(O :::;;

e

:::;;

5°) na amostra. O feixe espalhado é coletado em uma tela fluorescente na qual fica registrado o padrão de difração dos elétrons espalhados. O padrão obtido na tela pode ser filmado por uma câmara conectada a uma placa de captura de vídeo. A imagem digitalizada é armazenada em um computador para análise posterior. O feixe incide de maneira a ficar paralelo à direção cristalina que se deseja estudar; essa orientação é controlada girando-se o azimute(<!:>) da amostra.

tela flu

o

r

escente

----1--t-FIGURA (3.3): Esquema da geometria para o espalhamento RHEED. O feixe de elétrons incide com um baixo ângulo (8) e azimute (<!>) no plano da superfície, produzindo um padrão de difração que

depende da morfologia da superfície.

Os resultados típicos obtidos pela técnica variam de acordo com a superfície do material que está sendo crescido, de maneira que o RHEED é altamente sensível à

estrutura cristalina da superfície da amostra. Se o crescimento é tipicamente bidimensional, uma superfície plana ou com pequena rugosidade, o padrão é formado por linhas elongadas na direção perpendicular à superfície espalhadora. Contrariamente, se a superfície apresenta estruturas tridimensionais, o padrão de difração apresenta-se na forma de pontos.

O RHEED não somente provê informação sobre a superfície da estrutura, mas

também é usado para determinar as taxas de crescimento na superfície. Quando o material começa a ser depositado sobre a superfície, a intensidade do padrão difratado

é máxima. Para uma superfície rugosa existe um máximo no espalhamento difuso, já

que os elétrons são espalhados em direções aleatórias pelas estruturas na superfície. Com um máximo no espalhamento difuso, a refletividade estará em seu mínimo. Esse princípio é a razão para se utilizar o RHEED para determinar a taxa de crescimento do

material depositado. Um gráfico da oscilação da intensidade com o tempo fornece essa informação. Desde que a refletividade é máxima em uma superfície perfeitamente

plana, dois picos consecutivos na oscilação da intensidade correspondem ao acréscimo de uma monocamada (MC) completa do material. Isso permite, também, o cálculo do número de monocamadas por segundo que está sendo depositado. Usando essa informação e a constante de rede do material depositado, o tempo necessário para depositar uma certa espessura de material pode ser determinado.

É _{importante destacar que a taxa de crescimento depende, também, dos valores}

dos fluxos dos hidretos e organometálicos que chegam ao substrato, de maneira que cada condição de crescimento requer uma calibração da taxa de crescimento adequada.

A partir da técnica RHEEO podemos determinar o momento da transição 20-30,

durante o crescimento epitaxial do lnP, assim como o surgimento de facetas nas ilhas que começam a crescer. Particularmente em nosso caso, observamos que a transição 20-30 tem início para uma cobertura no intervalo entre 2,1 e 2,8 MC. A figura (3.4) mostra o padrão de difração no momento da transição do crescimento bidimensional,

superfície plana, para o tridimensional, pequenas ilhas. As imagens de RHEEO são exibidas de 1 em 1 segundo para a amostra CBE#1936 (que teve 12s de crescimento o equivalente a 4,2 MC). Para todas as amostras o comportamento é muito semelhante. Exibimos aqui os tempos de crescimento, pois o padrão de difração RHEEO é tomado em tempo real durante o crescimento no reator CBE e, a relação entre os tempos em segundos (s) e as espessuras em monocamadas (MC) é dada pela taxa de crescimento mostrada na tabela (3.1 ). No decorrer da tese não voltaremos a nos referir ao tempo de crescimento, indicando a espessura da camada de lnP apenas por MC. Para as imagens de RHEEO os tempos serão mantidos.

FIGURA (3.4):Padrões de difração RHEED para coberturas de 1 ,4, 1,75 e 2,1 MC. Exibindo a transição do padrão RHEED de uma frente de crescimento bidimensional para uma tridimensional.

Na figura (3.5), estão os padrões de difração RHEED para o momento em que

ocorre o aparecimento de facetas nos pontos quânticos.

FIGURA (3.5):Padrões de difração RHEED para coberturas de 2,8, 3,15 e 4,2 MC. Exibindo a transição

de um padrão RHEED tridimensional para um tridimensional com facetas bem definidas.

Na figura (3.4 ), observamos que o padrão RHEED para uma superfície plana é

composto de traços (4s) ou pontos alongados (5s), que evidenciam a reconstrução 2x4

e

a assimetria da superfície [1 0], uma característica dos filmes epitaxiais de lnP de

nossas amostras. A difração de elétrons rasantes numa superfície plana acontece nas

ultimas camadas atômicas da superfície, pelo que só se satisfazem duas das três

condições de difração de Laue. Este efeito leva ao aparecimento de linhas ou bastões

na rede recíproca (recíproca/ /attíce rods), no lugar de pontos para a difração 30, no

espaço recíproco. A intersecção destas linhas com a esfera de Ewald fornece a geometria do padrão de difração. No caso do RHEED o comprimento de onda do feixe de elétrons é de aproximadamente 0,01 nm, pelo que o raio da esfera de Ewald é muito grande e a intersecção com as linhas do espaço recíproco fornece pontos alongados ou traços. Este efeito explica os traços observados na figura (3.4 ), de maneira que para a imagem correspondente a 4s temos uma superfície plana-bidimensional, para a imagem de 5s o padrão começa a mudar e na imagem correspondente à deposição de 6s temos claramente a presença dos pontos ou bastões alongados. Dessa forma aparecem, no padrão de difração os máximos correspondentes aos pontos da rede recíproca interceptados pela esfera de Edwald

[11].

Com o aparecimento de facetas, nas ilhas tridimensionais, o que notamos é que após uma _{transição do padrão RHEED tipo bulk (bidimensional),imagem de 4s, temos}

a evolução para os spots alongados indicando a presença dos pontos quânticos,

imagens de 5s e 6s na figura (3.4) e imagem 8s na figura (3.5), a partir da qual aparecem caudas, _{indicadas por setas, associadas aos pontos no padrão RHEED}

diretamente ligados _{à formação de facetas nos pontos quânticos, imagens de 9s e 12s}

figura (3.5). _{Essas caudas receberam o nome de chevrons ou "chifres" fazendo} referencia a sua geometria, para mais detalhes veja [12].

A partir do ângulo entre os chevrons, podemos estimar os planos cristalinos correspondentes às faces das ilhas. No nosso caso o ângulo obtido é de 20°, indicando ilhas com faces _{na família de planos [114]. Concluindo, pelas imagens de}

RHEED obtivemos a transição 20-30 para uma espessura crítica de 2,1 MC e o facetamento dos pontos _{quânticos a partir de 3,15 MC. Uma informação importante}

obtida dos padrões de difração _{RHEED é a respeito dos chevrons, assim que eles}

aparecem nas imagens _{aumentam de intensidade conforme aumenta a quantidade de}

lnP depositado, isso indica _{que as estruturas responsáveis por esses chevrons estão}

aumentando de quantidade, sua densidade sobre a amostra aumenta com a quantidade de lnP depositado. Esse fato não é evidente nas imagens exibidas aqui, mas é evidente quando animamos as imagens em seqüência numa espécie de montagem.

3.4 MEDIDAS DE AFM COM DISCUSSÃO INCLUINDO DADOS DO

RHEED

Basicamente, temos a formação de uma imagem que representa o deslocamento horizontal, em relação ao plano da amostra, da ponta de uma agulha. Essa agulha varre a superfície da amostra de maneira que a sua passagem por elevações ou depressões reflete-se no movimento horizontal da agulha; esse movimento é detectado

por um feixe laser refletido no suporte (alavanca) dessa agulha móvel. Foram

empregados programas para a análise das imagens obtidas pela técnica de AFM e, os resultados são avaliações estatísticas de grandezas com o número de elevações, raio das estruturas, alturas médias e densidade. O esquema da montagem para as medidas de AFM pode ser visto na figura (3.6). Nesta montagem, a amostra é deslocada utilizando-se um cristal PZT que tem precisão sub-micrométrica no deslocamento.

-

•

I

F

ee

db

ac

k

1

m

a

g

e

m

a

l

a

va

n

c

a

•

Scanner PZT

FIGURA (3.6): Montagem experimental, esquema ilustrativo, para a realização das medidas de

microscopia de força atômica

Conforme já ressaltamos neste trabalho, estudamos a morfologia de 5 amostras,

cuja única diferença é a espessura nominal do poço de lnP, possibilitando o acompanhamento do surgimento e evolução de ilhas 30 bem formadas. A técnica de

AFM foi empregada nas amostras sem cobertura ( cap layer), que como descrito

anteriormente, foram crescidas nas mesmas condições que as que foram cobertas para

medidas ópticas. A análise completa compreendeu a varredura de 1 ,51-Jm X 1 ,51-Jm,

forma quadrada, de superfície. Devido à alta sensibilidade do AFM, foi possível

observar a resposta da superfície ao aumento da tensão de descasamento na camada

epitaxial de lnP sobre lnGaP.

Na seqüência, estão alguns dos resultados obtidos através de AFM. Na figura

(3.7), estão as imagens de AFM para as amostras sem cap /ayer. Na figura (3.8), as

mesmas imagens mas em perspectiva tridimensional para efeito de visualização. Em

ambas as figuras, a escala de cores usada foi a rainbow. Convêm frisar que os

histogramas e a análise dos mesmos, a partir das imagens obtidas por Bortoleto, foram

realizadas por mim. É importante notar aqui que, nas medidas de AFM, a forma dos

objetos sempre é mascarada pela convolução do objeto com a ponta do AFM. Essa

convolução arredonda os cantos ou extremidades reais das faces, de maneira que as

imagens revelam objetos arredondados e de volume maior que o real. No nosso caso,

obtemos ilhas arredondadas no lugar de troncos de pirâmide.

...

o

~ ~

...

[110

FIGURA (3.7): Imagens de AFM para as amostras sem cap layer. As setas indicam as direções da rede cristalina. A espessura nominal do poço de lnP referente à cada amostra está indicado no topo de cada imagem.