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.19 : (courbe pleine) Dépendance en spin de la transmission ΔTpour une barrièrenon multiplicative en présence du terme de multiplication dépendant du spin ( Δ T1) enfonction de la variable adimensionnéeκ . (courbes en pointillées) Contributions séparéesdes termes ΔT0et Δ T1.4.B.3. Représentation de l’asymétrie de spin de la transmission dans le cas où κ < φDans ce cas, la barrière est très sélective en énergie, et correspond au régime des basses énergiesd’injection, pour lesquelles l’énergie moyenne reste en dessous de la hauteur de barrière. UneΔTpropriété qu’il est alors intéressant d’étudier, en plus de Δ T est l’asymétrie de spin A = . 2 TComme dans ce régime, S est proche de 1, on peut approximer Δ T par la fonctionf ( κ)= 2(1 + κ )exp( −κ) . On obtient alors compte tenu de l’expression de la transmission T audessus de la barrière :ΔT2P0κ exp( −κ) φA = ≅= P0(V.54)2T2E/ φκ exp( −κ) E0Cette équation est similaire à celle obtenue de façon phénoménologique au chapitre II (équationII.22). Elle traduit le fait que, tant que le filtre à spin reste sélectif, l’asymétrie de spin est simplementdonné par le rapport entre la hauteur de barrière et l’énergie d’injection, et physiquement correspondau terme de dilution de l’asymétrie des primaires par les électrons secondaires.Cette relation est également une conséquence de la relation V.39, qui exprime le fait quel’énergie moyenne des primaires est différente de celle des secondaires.Si les deux distributions avait la même largeur, on montrerait en effet que l’asymétrie de spinε Mserait donnée par : A = P . Nous verrons au paragraphe 4.C.2 que c’est l’équation V.54 qui0Eest expérimentalement valable.00140
Chapitre V – Modélisation du transport d’électrons chauds polarisés de spin4.B.4. Représentation demultiplicative)ΔTen prenant en compte l’ionisation par impact (barrièreNous pouvons reprendre les mêmes calculs dans le cas où la barrière est multiplicativeε( α ( ε ) = α (pour ε ≥ φT)), c'est-à-dire lorsque l’on prend en compte l’ionisation par impact dansSφTle SC. Dans ce cas, on montre queΔTNous avons représenté sur la figure (Fig.V.20)φTs’exprime sous la forme (avec κ = ):ε∞2P0ΔT( κ)=κ ∫ 2κ−u( S(u)u − β ) ue duΔ T , dans le cas où β = 1/2 et P 0 = 1.M(V.55)Fig.V.20 : Dépendance en spin de la transmission pour une barrière multiplicative enprésence du terme de multiplication dépendant du spin ( Δ T1) en fonction de la variableadimensionnée κ .Cette figure présente les mêmes caractéristiques que la figure (Fig.V.19), cependant nous observonsque l’annulation de ΔTs’effectue à une énergie plus élevée, typiquement pourε M≅ 2φT. Celacorrespond au fait que les distributions des primaires polarisés étant d’énergie moyenne plus élevéeque les secondaires (deux fois plus élevée), ils sont multipliés par ionisation par impact avant lesélectrons secondaires, ce qui a pour conséquence de retarder l’énergie pour laquelle le terme demultiplication dépendant du spin devient supérieur au terme de filtre à spin.Enfin, la dépendance en spin de la transmission passe par un maximum pour une énergie******εM= 0. 6φ Tet a pour valeur maximale ΔT = 0. 65 . La valeur maximale de ΔTne dépendque du coefficient β .Nous comparerons au prochain paragraphe, ces valeurs à celles mesurées sur les échantillons 2 et 3dans le régime de saturation de Δ T .141
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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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PréambuleChapitre IPréambuleL’u
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PréambuleRougemaille03 : Rougemail
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Chapitre II - Concepts généraux a
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