Etudes par microscopie en champ proche des phÃ©nomÃ¨nes de ...

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$G. M. Zaslavsky, Chaos, fractional kinetics, and anomalous transport ...$

Chapitre V – Modélisation du transport d’électrons chauds polarisés de spinFig.V.4 : Représentation de la fonction F expérimentale pour l’échantillon 2 en fonction del’énergie d’injection E 0 . Extraction graphique du gain de la barrière multiplicative.L’extraction de la valeur de saturation de la fonction F nous permet d’avoir accès graphiquement à lavaleur du gain de la barrièreφ S, si l’on connaît l’énergie de seuilφ T. Pour une énergie seuilφ T= 5eV,on déduit donc les valeurs de αSpour les échantillons 1 et 2 :Echantillon 1 : α S= 0. 65Echantillon 2 : α S= 0. 32Ces quantités sont de l’ordre de 0.5. La différence d’un facteur deux entre les deux échantillons, peutprovenir d’une différence de la qualité de l’interface (réflexion à l’interface).Par ailleurs, l’analyse des courbes de transmissions à haute énergie d’injection est compatible avecl’hypothèse de multiplication d’électrons secondaires dans le SC par le mécanisme de création depaires électron-trou dans le SC. En effet, à haute énergie d’injection, lorsqueε M> φT, la transmissions’exprime sous la forme (équation V.11) :αST ≈ E 0φTLa transmission doit donc évoluer donc linéairement avec l’énergie d’injection. C’est bien ce que nousobservons expérimentalement sur l’ensemble de nos échantillons à haute énergie d’injection (Fig.V.5).Ces observations apportent des résultats marquants : tout d’abord le gain de la deuxièmebarrière est très supérieur à celui de la première barrière ( αS>> αB). Autrement dit pour uneénergie des électrons supérieure àφ S, l’interface métal/SC est passante.Le régime observé à haute énergie d’injection a pour origine la multiplication d’électronssecondaires dans le SC par ionisation par impact.120
Chapitre V – Modélisation du transport d’électrons chauds polarisés de spinFig. V.5 : Transmission de l’échantillon 1 en fonction de l’énergie d’injection. Signature del’ionisation par impact à haute énergie (>1200 eV).3.B.2. Extraction de l’énergie moyenne de la distribution et des paramètres du profild’interface à partir des données expérimentalesDe façon générale, une fois un profil d’interface choisi, on peut déduire à partir des donnéesexpérimentales de la transmission, l’énergie moyenneε Mde la distribution se présentant à l’interface,en résolvant numériquement et pour chaque énergie d’injection, l’équation :Texp( E0) 1 ⎛ φBφSεMφT⎞−⎜αexp( − ) + exp( − ) + exp( − )⎟BαSαS= 0 (V.13)E0εM ⎝ εMεMφTεM ⎠Nous présentons sur la figure (Fig.V.6) l’énergie moyenneεMdéduite selon cette procédure pourl’échantillon 1. Nous avons pris pour cette extraction, les paramètres suivants pour le profil de labarrière : α B = 2.10 -4 , φ B = 0.7 eV, φ S = 4.5 eV, α S = 0.65 et φ T = 5 eV.Le choix du gain de la première barrière peut sembler arbitraire. En pratique, pour le déterminerrelativement précisément, nous partons d’une valeur proche de celle obtenue dans les MTT (quelques10 -4 ), puis nous appliquons la procédure précédente pour déduireεM. Nous remarquons, pourl’ensemble de nos échantillons, qu’il existe une petite plage de valeurs de α B pour laquelle la forme deεMne présente pas de structures « pathologiques » à faible énergie.Nous avons représenté sur la figure (Fig.V.7), εMpour trois valeurs différentes de α B : α B = 10 -4 ,2.10 -4 et 3.10 -4 . Seule une valeur autour de α B = 2.10 -4 donne une courbe sans structure à basse énergie.Nous avons appliqué pour l’ensemble de nos échantillons cette procédure afin de déduiresimultanément la valeur du gain de la première barrière ainsi que l’énergie moyenne ε Mde ladistribution.121
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RésuméDRISS LAMINEEffet de filtre
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AbstractDRISS LAMINESpin filter eff
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RemerciementsRemerciementsJ’ai r
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Table des matièresTABLE DES MATIER
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Table des matières4.A. Notion de r
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PréambuleRougemaille03 : Rougemail
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Chapitre II - Concepts généraux a
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