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

Chapitre V – Modélisation du transport d’électrons chauds polarisés de spin4.C.4. Limites du modèle. PerspectivesNous observons cependant un écart entre les mesures expérimentales et le modèle pour des énergiessupérieures à la hauteur de la barrièreφ T. Nous prévoyons une décroissance plus marquée au-delàdeφ T. Cette différence peut provenir soit de la limite de notre modèle lorsque l’énergie moyennedevient supérieure à la hauteur de barrière 3 , soit de la mesure (en particulier pour l’échantillon 2 àhaute énergie). En effet à ces énergies (3000 V), l’asymétrie sur le courant collecté est de l’ordre degrandeurs des asymétries instrumentales ( ≈ 10 −4 ), ce qui rend délicat la mesure de ΔTà ces énergies.Pour le moment, sur l’ensemble des échantillons que nous avons testés, nous n’avons jamais observéde changement de signe sur Δ T . Pour cela, il faudrait soit monter à plus haute énergie, soit changer laconfiguration de mesure. En effet, dans les expériences de filtre à spin avec des jonctions métal/SC, leseffets sont intégrés car la barrière agit comme un filtre passe haut en énergie. Compte tenu du modèlequi a été développé il serait très bénéfique d’obtenir maintenant des informations spectroscopiques etdépendantes du spin sur la distribution. Une expérience de spectroscopie où l’on peut contrôlerl’énergie d’injection et l’énergie d’analyse de la distribution sur une large gamme nous permettrait unemesure directe de la forme de la distribution en fonction de l’énergie incidente. Une telle mesure nouspermettrait de confronter directement nos prédictions de εM( E0) avec l’énergie moyenne mesurée dela distribution (section 3). Par ailleurs des mesures d’asymétrie sur la distribution nous renseigneraientd’une part sur la polarisation des primaires en fonction de l’énergie incidente, et d’autre part sur leterme de multiplication dépendant du spin.Ces informations spectroscopiques devraient donc nous apporter des informations très riches à la foissur le libre parcours moyen et sur sa dépendance en spin.Au cours de cette thèse nous avons également travaillé sur la conception et la réalisation d’une telleexpérience. Cependant, par manque de temps, nous n’avons pas pu la mener à son terme.5. Sensibilité aux défauts de l’interfaceSur l’ensemble des échantillons que nous avons testés, nous observons des écarts par rapport auxrésultats présentés plus haut. Les principaux changements apparaissent quand le transport est dominépar la transmission au dessus de la première barrière (basse énergie d’injection). En général pourcertains échantillons, nous n’observons pas de limite franche entre le premier (énergie E 1 ) et deuxièmerégime. De plus, pour ces échantillons il est très difficile de mesurer une transmission dépendante duspin au dessous de 400 eV. Ces problèmes ne sont pas nouveaux et ont été source de grandesdifficultés dans les thèses précédentes (ainsi que dans la notre), où l’analyse s’effectuaitessentiellement à basse énergie [Wirth00, Rougemaille03].Nous pensons que l’ensemble de ces problèmes est imputable aux défauts de l’interface, et non à laprésence d’une couche magnétiquement morte à l’interface, comme il l’a été longtemps suggéré[Wirth00]. Ces défauts sont source de courants de fuite au dessous de la barrière de Schottky.A partir du modèle que nous avons développé, il est facile de tenir compte d’un terme supplémentairede transmission sous la barrière de Schottky. Pour cela, nous avons simplement introduit un coefficientd’interface α0entre l’énergie 0 etφ B.Qualitativement, on peut dire que sous la barrière se trouvent beaucoup d’électrons secondaires debasse énergie. Ce courant de fuite, qui est naturellement proportionnel à la multiplication peut mêmedominer le courant d’électron qui franchit l’interface au dessus de la barrière, tout en donnant uneévolution linaire de la transmission avec l’énergie incidente.Cette condition se produit lorsque :3 En fait l’énergie à laquelle le terme négatif de ΔTcommence à dominer dépend assez sensiblement del’énergie moyenne exacte de la distribution des primaires. Cet exemple montre donc que la connaissance précisede la distribution des primaires devient nécessaire lorsque l’énergie moyenne des secondaires devient de l’ordrede grandeur de la hauteur de barrière. En revanche la valeur maximale de Δ T , ainsi que l’énergie moyenneassociée sont peu dépendants de ce paramètre.146
Chapitre V – Modélisation du transport d’électrons chauds polarisés de spinα0 φ≥ exp( − )αBε MPour l’échantillon 1 par exemple, et pour la première barrière, cette condition est réalisée lorsqueα0 ≥ 3% .α BOn peut également évaluer qualitativement l’effet d’un coefficient de transmission sous la barrière nonnul sur Δ T . Dans ce cas, on montre facilement à l’aide de l’équation V.55 que le terme dominant estdonné par la multiplication dépendante du spin. On montre alors que la dépendance en spin de latransmission sous la barrière s’exprime sous la forme :(0)ΔT1 ≅ −4P0βα0Ce terme négatif a tendance à diminuer la dépendance en spin de la transmission au dessus de labarrière. Nous avons représenté sur la figure (Fig.V.26) la dépendance en spin en fonction de l’énergieincidente, pour deux valeurs différentes de α 4 0.On observe ainsi qu’un coefficient de fuite de l’ordre du pourcent deα B( α0= ) suffit à diminuer75ΔTd’un facteur 5, rendant la transmission dépendante du spin calculée très proche de celle mesurée.α BFig.V. 26 : (carrés) Dépendance en spin de la transmission expérimentale en fonction del’énergie d’injection pour l’échantillon 1. (courbes en pointillées) Dépendance en spin de latransmission calculée en fonction de l’énergie d’injection pourα 0 et pourα = α / 75 .0=0 BLa maîtrise de la qualité électrique de l’interface métal/SC est donc très importante pour unebarrière à faible gain, alors qu’elle l’est beaucoup moins pour une barrière à grand gain, commele deuxième barrièreφ S.En pratique, nous avons observé que les échantillons qui ont donné les meilleurs résultats sont ceuxdont le substrat de départ (GaAs) bénéficiait d’une reprise par épitaxie par jets moléculaires suivied’une procédure d’oxydation par ozonation.Δ4 Pour calculer T , nous avons appliqué la même procédure que celle du paragraphe précédent, mais nousavons recalculé à partir des données expérimentales, l’énergie moyenne lorsque l’on tient compte du terme α0.L’allure de cette courbe est alors la même, sauf à basse énergie, où l’énergie moyenne est un peu plus basse del’ordre de 150 meV.147
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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 matières4.A. Notion de r
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PréambuleRougemaille03 : Rougemail
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