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.23 : (carrés) Asymétrie de spin expérimentale de la transmission en fonction de l’énergieincidente E 0 pour l’échantillon 3. (courbe pleine) Asymétrie de spin de la transmission calculéeen tenant compte des deux barrièresφ Betφ S. (courbes en pointillées) Asymétrie de spin de latransmission calculée séparément pour la barrière φBetφ S.Compte tenu de la discussion que nous avons menée au paragraphe 4.B.3, cette courbe est parailleurs une preuve expérimentale du fait que l’énergie moyenne des primaires est différente decelle des secondaires.4.C.3. Interprétation du régime de saturation Δ T . DiscussionLes mesures que nous avons effectué à hautes énergies, nous permettent d’étudier le régime desaturation de Δ T . Nous présentons sur les figures (Fig.V.24 et Fig.V.25), la dépendance en spin de laφStransmission Δ T en fonction de la variable κ = pour les échantillons 1 et 2.εMPour le calcul de Δ T (équation V.55) de ces deux échantillons, nous avons pris le même profild’interface que celui adopté pour leur transmission, en distinguant cependant le profil selon que l’ontienne ou non en compte l’ionisation par impact (que nous avons appelé respectivement sur les figuresFig.V.23 et Fig.V.24 ΔT φSet Δ T φT).Ne pouvant appliquer le modèle présenté au paragraphe 3.C.3 pour calculer les énergies±moyennesε M, nous avons simplement définit ces quantités à partir de leur asymétrie β :±εM= εM( 1±β )avec εMextrait expérimentalement à l’aide de la transmission et β constant.Nous observons que le calcul de Δ T en prenant en compte l’ionisation par impact, est en très bonaccord avec les données expérimentales, et confirme à nouveau l’efficacité de ce mécanisme à hauteénergie d’injection.En particulier, en prenant pour valeur de β = 0. 4 pour les deux échantillons, le calcul reproduitquantitativement d’une part le maximum de Δ T , mais aussi la valeur de κ pour laquelle ce maximumest atteint.144
Chapitre V – Modélisation du transport d’électrons chauds polarisés de spinFig. V.24 : (cercles) Dépendance en spin de la transmission expérimentale en fonction de lafonction κ pour l’échantillon 1. (courbe pleine) Dépendance en spin calculée de la transmissionen fonction de la fonction κ en tenant compte des trois barrières. (courbe enpointillée) Dépendance en spin calculée de la transmission en fonction de la fonction κ en netenant pas compte de la barrière multiplicative.Fig.V.25 : (carrés) Dépendance en spin de la transmission expérimentale en fonction de lafonction κ pour l’échantillon 1. (courbe pleine) Dépendance en spin calculée de la transmissionen fonction de la fonction κ en tenant compte des trois barrières. (courbe pointillée) Dépendanceen spin calculée de la transmission en fonction de la fonction κ en ne tenant pas compte de labarrière multiplicative.Ceci apporte des informations intéressantes sur le fonctionnement d’un filtre à spin à hauteénergie. Ces résultats démontrent d’une part que, si l’on connaît la valeur de β , l’évolution deΔ T peut complètement se déduire des mesures de transmission T , et que, d’autre part, uncoefficient β élevé (de l’ordre de 0.4) et globalement constant sur l’ensemble de la gammed’énergie suffit à rendre compte des données expérimentales de Δ T . La sélection en spin dans labase magnétique (qui a pour conséquence de séparer en énergie les distributions primaireset−fp) est donc efficace même à une dizaine d’eV au dessus du niveau de Fermi.f+p145
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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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