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Structure électronique
Malgré la faible interaction entre les bicouches, la structure de bandes a un aspect tridimensionnel [Liu95]. La première bicouche semble être moins liée au substrat en raison de la perte de symétrie de translation le long de la normale à la surface. Patthey a été un des premiers à observer des états de surface par des mesures de photoémission sur Bi(111) [Patthey94]; ces travaux ont été inspirés par les expériences pionnières de Jezequel [Jezequel86]. Plus récemment, il a été prouvé que la surface de Fermi contient une poche d’électrons hexagonale centrée au point Γ de la zone de Brillouin de surface (SZB) entourée par des poches de trous dans la direction Γ- formant une sorte d’étoile (Fig. I-4a) [Hengsberger00, Ast02, Ast04].
En regardant de plus près la dispersion des états de surface (Fig. I-4b) on peut distinguer une poche d’électrons et une poche de trous [Ast01].
L’accord du calcul avec les données expérimentales autour du point peut être jugé satisfaisant (fig.5b) si l’on inclut l’interaction spin-orbite (SO) (bandes en rouge sur la Fig. I-5a).
Bi(100)
Structure atomique
La structure est composée de couches quasi-hexagonales. Dans chaque couche, un atome a deux voisins équidistants comme pour la surface Bi(111) (4,54Å) et quatre premiers voisins à une distance légèrement plus grande (4,72 Å). La liaison entre premiers voisins est indiquée dans les Figs. 6a et b. La vue de côté (Fig. I-6b) montre qu’il y a deux espacements différents d’intercouche possibles. L’empilement de la structure ressemble à la séquence ABCABC… des couches quasi-hexagonales ; néanmoins la 4ème couche d’atomes est presque alignée, du moins il y a un léger décalage de 0,57Å entre la 1ère et cette 4ème couche [Hofmann05].
Par rapport à Bi(111), la symétrie de surface est très basse. Seul le plan miroir fait office d’élément de symétrie. Il existe des différences importantes entre les surfaces Bi(111) et Bi(100) pour former le cristal Bi(111) : il n’est pas nécessaire de rompre les liaisons covalentes des atomes premiers voisins, contrairement à la surface Bi(100) où une liaison par maille doit être cassée. Par ailleurs, Bi(111) possède une symétrie plus élevée à cause de son axe trigonal et de ces trois plans miroirs (Fig. I-1b). La projection de la surface (100) de Bi à partir du volume de la zone de Brillouin (ZB) est représentée dans la Fig. I-6c. La ZB de volume pour cette projection (100) est tournée de telle manière que la direction Γ-L en volume corresponde au point de la SZB. D’ailleurs, la différence avec la projection de la surface (111) (Fig. I-1b) est qu’au point se trouve une poche d’électrons et non une poche de trous (Fig. I-6b).
Surface InAs(100)
La reconstruction dépend de la quantité relative d’indium et d’arsenic en surface. La surface riche en In a une reconstruction (4×2)/c(8×2) et la surface riche en As a une reconstruction (2×4). La formation de dimères joue un rôle essentiel pour réduire l’énergie associée aux liaisons pendantes sur les deux surfaces. Le modèle de reconstruction le plus accepté a été proposé par Kumpf [Kumpf01]. Ce modèle, initialement conçut pour InSb, est présenté dans la Fig. I-8 : il contient une sous-couche de dimères In ; la première couche a une symétrie (4×1). Les atomes As forment deux chaînes différentes suivant la direction [110], entourées en rouge et en bleu sur la Fig. I-8.
Miwa et al. proposent une structure atomique ζ (Fig. I-9b) [Miwa03], qui est une version du modèle introduit par Kumpf et al. Les structures atomiques ζ et ζa ont des taux d’occupation différents de monomères d’indium (Fig. I-9). En ζ, pour la première couche, il y a une dimère In, tandis qu’en ζa on remarque deux ad-atomes non dimérisés. Toutefois, la stabilité de la structure ζa n’a pas encore été démontrée par des calculs ab initio.
Des mesures de photoémission de la bande de valence ont été effectuées sur la surface propre InAs(001)(4×2)-c(8×2) [Håkansson97, De Padova03].
InAs(111)-B
Cette surface n’est pas reconstruite. La stabilité de cette surface a été étudiée par Mankefors et al. [Mankefors99] par des calculs ab initio. Il a été montré que la seule alternative pour réduire la charge totale en surface est une redistribution atomique (par exemple la formation de lacunes). La stabilité en surface exige que la charge se déplace du plan de surface vers le volume. Une telle dépolarisation doit dépendre de la nature locale du potentiel de volume.
Récemment cette hypothèse a été vérifiée par des mesure STM sur InAs(111)B (1×1) après recuit à 600°C dans une atmosphère riche en As et suivi d’un second recuit à 400°C (Fig. I-10a ). Le mécanisme de relaxation des atomes As en surface vers le volume a été confirmé [Hilner10]. Sur l’image STM de la Fig. I-10a) on remarque la présence de défauts triangulaires (en noir). L’apparence sombre de ces défauts pourrait être due à la désorption des trois atomes As dans cette première couche. Le mouvement de relaxation de surface implique que les atomes As forment de nouvelles liaisons (Fig. I-10b) et il en résulte que la stœchiométrie en surface est respectée pour une reconstruction du type (1×1).
La reconstruction InAs(111)B (2×2) est aussi observée expérimentalement sur la surface riche en As [Andersson96] et elle ne peut être obtenue que par épitaxie par jets moléculaires (EJM). Les calculs indiquent que cette reconstruction est stable et est engendrée par les trimères d’arsenic [Taguchi05]. Par la suite un modèle de surface a été proposé pour cette reconstruction (2×2) riche en As [Andersson96] (Fig. I-11).
Figure I-10 : (a) Image STM de InAs(111)B (1×1) recuit à 600°C dans une atmosphère As. Les zones claires blanches sont attribuées aux atomes As de la première couche InAs. Le rectangle rouge montre la maille primitive. (b) A gauche, vue de dessus du modèle de la surface InAs(111)B (1×1). Les atomes gris formant un triangle représentent la zone ombrée triangulaire associée au défaut en (a). À droite, la vue de côté montre un atome In manquant dans la première couche InAs ; ceci représente le défaut [Hilner10].
Pour une reconstruction de surface (2×2), on peut distinguer trois sites différents pour les atomes du groupe V : 1) atomes formant des trimères ; 2) atomes se trouvant immédiatement en-dessous du trimère ; 3) un atome non lié au trimère.
Figure I-11 : Vue de dessus d’une reconstruction par trimères As logés en site T4. Les cercles noirs représentent In, les petits cercles blancs désignent les atomes As. Les gros cercles blancs sont attribués aux trimères d’arsenic. La maille primitive est en pointillés [Andersson96].
InAs(111)-A (2×2)
La surface InAs(111)-A, terminée In a une reconstruction (2×2). Par analogie avec la surface GaAs(111)A, cette reconstruction est due aux lacunes d’indium (Fig. I-12) [Olsson96b, Yamaguchi97, Taguchi06].
Bi/InAs(111)
Paramètre de maille
Des calculs [Mönig05, Huang13] montrent que dans certaines conditions la surface Bi(111) peut devenir un isolant topologique. Cela est vrai pour des couches minces déposées sur des substrats qui peuvent imposer une contrainte ou qui vont créer des liaisons chimiques.
Pour un cristal massif de Bi, le paramètre de maille correspondant à la surface (111) à 298K est aBi(111) = 4,546 Å [Cucka62, Mönig05]. Cependant, en prenant une seule bicouche de Bi(111) et en optimisant l’énergie totale on trouve aBi(111) = 4,33 Å [Huang13].
Donc, à température ambiante, les désaccords de maille d’une monocouche de Bi (déposée sur la surface propre InAs(111) peut prendre des valeurs extrêmes:
R1 = = = 0,063 6,3 % [Mönig05]
R2 = = = 0,012 1,2% [Huang13]
Structure atomique
La seule étude en photoémission Bi/InAs(111)-B publiée indique que, pour un faible recouvrement, Bi génère la reconstruction (2×2). Les atomes de Bi pourraient se regrouper en trimères sur le site T4 (Fig. I-11). On suppose que les trimères As sont remplacés par des trimères Bi [Szamota-Leandersson11].
Comme déjà mentionné dans le § 1.3.2., la surface propre InAs(111)B-(2×2) ne peut être préparée que par épitaxie. Cette surface n’a pas été étudiée par photoémission. Dans un premier temps, on peut, par analogie, faire une comparaison avec GaAs(111)B (2×2), obtenu aussi par EJM [McGinley99]. Au cours des premiers dépôts de Bi, jusqu’à 1 monocouche (MC), on observe une croissance par îlots. La périodicité (2×2) est conservée, ce qui indique qu’il y a formation de trimères de Bi sur les trimères d’As sur le site T4. En revanche après un recuit reconstruction c(4×2) (Fig. I-13) conventionnelle [McGinley99]; (b) Notre cliché DEL (à MAX-lab) de la surface 1 MC Bi/InAs(111) A – c(4×2) préparée par épitaxie ; (c) Modèle de la structure de surface pour Bi/GaAs(111)B c(4×2) [McGinley99]. La maille rectangulaire correspond à l’encadré rouge en (a) et en (b).
A ce jour, dans la littérature il n’y a pas d’études de croissance de Bi sur InAs(111)A-(2×2).
Structure électronique
La surface propre contient deux états de surface qui correspondent aux liaisons pendantes d’arsenic et aux liaisons vers l’arrière. Après la dépôt de Bi, l’émission des états de surface et des états de volume s’estompe rapidement. Pour 3 MC de Bi, le spectre de photoémission de la bande de valence montre trois nouveaux états de surface, SB1, SB2 et SB3 [Szamota-Leandersson11, Szamota-Leandersson09].
Après des recuits de cette interface, un nouvel état apparaît près de niveau de Fermi [Szamota-Leandersson11]. Une étude de dispersion de cet état avec des photons d’énergie variable, de 18 à
43 eV, c’est-à-dire en variant k perpendiculaire, permet d’affirmer qu’il s’agit des bandes de volume. Cette attribution est confirmée par ARPES, en variant l’angle d’émission des électrons au voisinage
de l’émission normale (Fig. I-14a). La diminution rapide d’intensité suivant l’angle d’émission est similaire suivant les deux directions – et – de la SZB, ce qui indique que les électrons proviennent de la couche d’accumulation de charge, comme pour les interfaces Cs sur InAs(111)B-(1×1) et sur InAs(111)A-(2×2) [Szamota-Leandersson06], Sn sur InAs(111)B-(1×1) [Szamota-Leandersson06b] et Pb sur InAs(111)B-(1×1) [Szamota-Leandersson07].
Olsson a été l’un des pionniers en terme de mesures de photoémission sur le semi-conducteur InAs. Il montra que la création d’une couche d’accumulation de charge est une propriété commune aux surfaces polaires InAs [Olsson96a]. D’après la Fig. I-14b, en cartographiant la SZB d’InAs propre pour la reconstruction (2×2) et celle de volume (1×1), ce nouvel état proche à EF est observé seulement au point Γ (1×1) de la SZB de volume InAs. Par conséquent, cet état provient de l’excitation du centre de la ZB de volume.
Traversée de la barrière de potentiel de surface et déplacement de l’électron dans le vide
Si l’énergie du photon incident est suffisante, l’électron excité peut quitter le solide en franchissant la barrière de potentiel créée par la surface.
La surface qui délimite le cristal aura des effets sur le vecteur d’onde qui n’est plus un bon nombre quantique. Si on applique la relation d’incertitude entre la composante parallèle du vecteur d’onde de l’électron dans l’état final et r la distance transversale de l’éclairage de la surface de l’échantillon, on obtientk f .r1. Sachant que l’ordre de grandeur de r est le millimètre, ceci implique que
r est suffisamment grand pour quek puisse être pris comme nul. Ceci entraîne que cette composante du vecteur d’onde est bien déterminée.
La composante du vecteur d’onde perpendiculaire à la surface ne se conserve pas. Connaître le libre parcours moyen de l’électron dans l’état final équivaut à connaître la position de l’électron par rapport à la surface à près, donc à avoir une incertitudekz sur la composante perpendiculaire du vecteur d’onde kz [Thiry80]. On obtient une expression liant le libre parcours moyen et la distance réticulaire az : k z 1 . az kBZ
où kBZ est le vecteur réciproque de la ZB dans la direction perpendiculaire à la surface. Si>> az ceci correspond à une faible incertitude du vecteur d’onde kz , et alors on peut appliquer le modèle à trois étapes (fig. II-4a). Ce modèle n’est plus valable si<< az.
Lors de l’échappement de l’électron à travers la surface, il devra affronter une barrière de potentiel V0 à la surface du solide. On peut représenter cette barrière de potentiel, dans le cas le plus simple, par une marche de potentiel à deux dimensions (Fig. II-5).
Diffraction d’électrons rapides sous incidence rasante (RHEED)
Principe
Le RHEED est une technique basée sur la diffraction d’électrons sur une surface. Un faisceau d’électrons monocinétiques est orienté sur une surface avec une incidence rasante (de 1° à 4°). Son énergie peut varier entre 10 et 40 keV. La longueur d’onde associée aux électrons varie entre 0,12 et 0,06 Å et leur libre parcours moyen est de l’ordre de quelques nanomètres (100 Å pour 40 keV). En adoptant une géométrie en incidence rasante, la profondeur de pénétration des électrons est seulement de quelques angströms. La faible longueur d’onde et la faible épaisseur de pénétration font du RHEED une des techniques les plus adaptées à l’étude de la structure de surface.
Théoriquement, l’intersection des tiges du réseau réciproque d’une surface avec la sphère d’Ewald devrait former des points. Cependant le rayon de celle-ci est très grand pour l’énergie considérée. Ceci, conjugué à la dispersion en angle et en énergie du faisceau d’électrons ainsi qu’à la qualité cristalline imparfaite de la surface, fait que la figure de diffraction apparaît sous forme de tiges (Fig. II-11).
Figure II-11 : a) Schéma de principe du RHEED ; b) Représentation de la sphère d’Ewald avec le premier cercle représentant la tache spéculaire et le second cercle issu de la première diffraction. A droite, un diagramme de diffraction RHEED [Li13].
La distance entre deux raies est directement proportionnelle à l’inverse du paramètre de maille de surface dans la direction perpendiculaire au faisceau incident. Le coefficient de proportionnalité dépend des conditions de projection du faisceau, i.e. de la géométrie de l’installation.
Analyse de diagramme RHEED
À partir d’un diagramme de diffraction RHEED, on peut obtenir des informations qualitatives sur la morphologie de la surface de l’échantillon, telles que la qualité cristalline, le mode de croissance, la vitesse de croissance et les reconstructions de surface. Pour faciliter la compréhension, nous allons présenter les cas les plus couramment observés (Fig. II-12).
L’information qui nous intéresse en premier lieu concerne la cristallinité de la surface de l’échantillon, c’est-à-dire celle du substrat avant croissance et celle de la couche épitaxiée durant la croissance. Pour les matériaux amorphes avec un arrangement atomique sans ordre à longue distance, le diagramme RHEED est diffus.
Une croissance polycristalline est définie comme une adjonction de domaines monocristallins désorientés les uns par rapport aux autres. Le diagramme d’une couche polycristalline est caractérisé par l’apparition d’anneaux de Debye-Scherrer sur l’écran (Fig. II-12b). Le diagramme RHEED d’une couche 2D idéale est un diagramme de points très fins placés sur des demi-cercles (zones de Laue). En pratique la monochromaticité imparfaite du faisceau d’électrons donne à la sphère d’Ewald une certaine épaisseur. L’intersection des tiges avec cette sphère conduit à un diagramme de diffraction constitué de taches fines plus ou moins étirées placées sur des demi-cercles (Fig. II-12c, Fig. II-11b). En raison du désordre de surface et en particulier de la rugosité de la surface de l’échantillon, il existe aussi un élargissement des tiges du réseau réciproque. Comme la sphère d’Ewald possède un très grand rayon, la longueur des bâtonnets peut devenir suffisamment grande pour que leur projection sur l’écran soit un ensemble de lignes parallèles, plus ou moins épaisses suivant la qualité de la surface (Fig. II-12d). Si la surface de l’échantillon présente des îlots, les électrons ne sont plus réfléchis par la surface mais transmis à travers les îlots. Il en découle une nouvelle interférence de type volumique avec les plans denses du cristal. Ainsi le réseau réciproque d’un cristal 3D étant constitué de nœuds, son intersection avec la sphère d’Ewald donne alors un diagramme de taches (taches de Bragg). Ces taches additionnent l’intensité des raies observées sur la surface plane. Dès le moment où des plans cristallins d’orientation différente de l’orientation initiale du substrat se créent sur la surface, alors les taches s’allongent selon des directions dont l’orientation est propre à ces nouveaux plans cristallins (Fig. II-12e).
Figure II-12 : Diagrammes de diffraction : (a) couche amorphe ; (b) couche polycristalline ; (c) surface 2D quasi idéale ; (d) surface 2D lisse ; (e) surface 3D [Gaillard05].
Grâce à sa géométrie, le RHEED permet de suivre l’évolution de la structure cristallographique au cours de la croissance. Pour une croissance épitaxiale, nous pouvons déterminer la vitesse de la croissance du dépôt grâce aux oscillations d’intensité observées dans le cas d’une croissance bidimensionnelle (Fig. II-13). L’interprétation la plus simple de ces oscillations est liée à la variation de la réflectivité du substrat : l’intensité est maximale chaque fois qu’une couche est complète, ce qui permet de compter les couches et de déterminer la vitesse de dépôt.
Spectroscopie Auger (AES)
Introduction
L’effet électronique mis en évidence par Pierre Auger [Auger25, Auger75] est un processus d’auto-ionisation des atomes, qui conduit à l’émission d’un électron, dit électron Auger. Cette méthode permet de déterminer la nature des atomes situés à la surface d’un corps cristallin ou amorphe et de préciser la nature de leurs liaisons. Dans notre cas l’échantillon est monocristallin et on associe souvent les études Auger à celles de DEL, ce qui permet d’avoir en plus des renseignements sur la structure de la surface.
Principe
Lorsqu’un électron du faisceau primaire entre en collision avec un atome de l’échantillon, un électron d’un niveau de cœur peut être éjecté. Il en résulte une réorganisation du nuage électronique de l’atome excité par deux processus de relaxation : un processus radiatif (émission X) et un processus non radiatif (émission Auger). La désexcitation d’un niveau de cœur (par exemple K, Fig. II-14a) par le processus non radiatif consiste à combler le niveau interne par un électron du niveau supérieur (L1 dans la Fig. II-14a) ou de la bande de valence (Fig. II-14d). L’énergie ainsi disponible sert à éjecter un autre électron d’un niveau moins lié (par exemple L2 dans la Fig. II-14a).
Figure II-14 : a-d Des processus Auger possibles. L’électron primaire produit un état initial trou dans un niveau de cœur et l’électron s’échappant est indiqué par une flèche pointillée; un autre électron est désexcité à partir d’un niveau supérieur du niveau de cœur (a,b,c) et de la bande de valence d’un solide (d). La désexcitation en énergie est alors transmise vers un troisième électron, qui quittera le système comme étant un électron Auger [Lüth10].
L’énergie cinétique de l’électron Auger émis ne dépend pas de l’énergie des électrons primaires mais uniquement des énergies des niveaux électroniques mis en jeu par la transition. Empiriquement, on peut écrire [Chung70] : E Z = E Z – E Z – E Z – ΔE(L L )
où ΔE(L1L2) est le terme correctif causé par les effets de relaxation de plusieurs électrons et Z est le numéro atomique : ΔE(L L )= 1 (EZ+1 -E Z +EZ+1 -E Z )
L’étude des spectres Auger de basse énergie rend cette technique adaptée à l’étude des surfaces. L’identification des différents éléments chimiques peut être réalisée en comparant les énergies Auger mesurées avec celles répertoriées dans les tables [Davis76].
Traitement du signal lors de l’analyse AES
Pour mesurer les électrons Auger, on utilise souvent le dispositif d’optique électronique de la diffraction d’électrons lents lequel peut être utilisé comme un analyseur non dispersif à potentiel retardateur (Fig. II-15). Le potentiel retardateur Vr auquel est superposé une tension alternative ν, est appliqué sur la grille G2. Puis le courant est filtré et collecté par l’écran, puis traité par un amplificateur à détection synchrone (lock-in). Dans un appareil à 4 grilles, on applique le potentiel retardateur sur les grilles G2 et G3. Ce processus de différentiation électronique utilisé permet d’obtenir directement la courbe de distribution de l’énergie N(E) ou sa dérivée première .
Intensité du signal Auger
Si l’énergie cinétique de l’électron Auger nous permet d’identifier l’élément présent sur la surface, son intensité permet la quantification de cet élément. L’expression analytique de l’intensité est en général complexe ; elle dépend d’un certain nombre de paramètres physiques, géométriques et expérimentaux.
Pendant l’expérience, on suit l’évolution de l’intensité (intégrale) d’un pic Auger corrigée par le facteur de sensibilité qui tient compte des éléments de matrice de la transition. Dans le traitement de nos spectres, nous avons utilisé l’intensité de la dérivée des pics Auger. Le suivi du comportement de cette intensité peut nous renseigner sur la cinétique de la croissance d’un élément et permet d’évaluer son épaisseur. Nous présentons dans la Fig. II-16 les allures de la variation de l’intensité Auger pour trois types de croissance.
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Table des matières
Préambule et motivation
Chapitre I – Etat de l’art
Partie 1 : Structure atomique et électronique du bismuth et de InAs
1.1. Bi cristal
1.1.1. Structure cristalline et propriétés
1.1.2. Structure électronique
1.2. Les surfaces de bismuth
1.2.1. Bi(111)
1.2.1.1. Structure atomique
1.2.1.2. Structure électronique
1.2.2. Bi(100)
1.2.2.1. Structure atomique
1.2.2.2. Structure électronique
1.3. Surface de InAs
1.3.1. Surface InAs(100)
1.3.2. InAs(111)-B
1.3.3. InAs(111)-A (2×2)
Partie 2 : Couche mince Bi/InAs et gaz-2D
1.4. Bi/InAs(111)
1.4.1. Structure atomique
1.4.2. Structure électronique
1.5. Bi/InAs(100)
1.5.1. Structure atomique
1.5.2. Structure électronique
1.6. Gaz d’électrons bidimensionnel
1.6.1. Les états de surface et le niveau de neutralité de charge
1.6.2. Création du Gaz-2D d’électron en surface
Chapitre II – Techniques Expérimentales
1. Photoémission
1.1. Introduction historique
1.2. Libre parcours moyen des électrons
1.3. Modèle à trois étapes
1.3.1. Photo-excitation de l’électron dans le solide
1.3.2. Propagation du photoélectron vers la surface
1.3.3. Traversée de la barrière de potentiel de surface et déplacement de l’électron dans le vide
1.4. Analyseur d’énergie d’électron
2. Diffraction d’électrons
2.1. Diffraction d’électrons lents (DEL)
2.1.1. Principe
2.1.2. Instrumentationxii
2.1.3. Interprétation physique
2.2. Diffraction d’électrons rapides sous incidence rasante (RHEED)
2.2.1. Principe
2.2.2. Analyse de diagramme
3. Spectroscopie Auger (AES)
3.1. Introduction
3.2. Principe
3.3. Traitement du signal lors de l’analyse AES
3.4. Intensité du signal Auger
Chapitre III – Bi/InAs(100)
3.1. Elaboration et caractérisation des échantillons
3.1.1. Surface de InAs
3.1.2. Dépôt de Bi
3.2. Spectroscopie des niveaux de cœur
3.2.1. Introduction
3.2.2. Simulation des spectres : approche mathématique
3.2.3. Simulation des niveaux de cœur mesurés
3.2.3.1. Surface de InAs(100) (4×2)
3.2.3.2. Surface de Bi/InAs(100)
3.3. Spectroscopie des bandes de valence Bi / InAs(100)
3.3.1 Règles de sélection et configuration de l’expérience
3.3.2. Surface propre InAs(100)(4×2) / c(8×2)
3.3.3 Bi / InAs(100)
3.3.3.1 Etat résonant
3.3.3.2 Couche d’accumulation
3.3.3.3 Etats électroniques de Bi
Chapitre IV – Bi/InAs(111)
4.1. Elaboration et caractérisation des échantillons
4.1.1. Surface propre
4.1.2. Dépôt de Bi
4.2. Simulation des niveaux de cœur
4.2.1. InAs(111)A (2×2) et InAs(111)B (1×1) par BIR
4.2.2. Interfaces Bi/InAs(111)
4.2.2.1. Surface A préparée par BIR
4.2.2.2. Surface B préparée par BIR
4.2.2.3. Echantillons préparés par EJM
4.3. Spectroscopie des bandes de valence Bi/InAs(111) A et B
4.3.1. Surface propre
4.3.2. Formation du monocristal de Bi
4.3.2.1. Dispersion au voisinage de Γ et M
4.3.2.2. Surface de Fermi au voisinage de Γ
4.3.3. Formation d’un monocristal de Sb sur le film Bi/InAs(111)-A
4.3.4. La couche d’accumulation aux surfaces Bi/InAs(111)A et B (2×2)
Conclusion Générale
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