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

More documents

Recommendations

Info

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

Chapitre V – Modélisation du transport d’électrons chauds polarisés de spin6. Origine de la deuxième barrière : effets de l’interface métal/semiconducteurDans les sections précédentes, nous avons montré que la forme de la transmission (et sa dépendanceen spin) est très fortement déterminée par le profil d’interface. En particulier, pour interpréter nosrésultats, nous avons montré qu’il est nécessaire de tenir compte d’une barrière φSde grand gain, etd’énergie seuil aux alentours de 5 eV. Pour les échantillons oxydés, il est naturel de penser que cetteénergie seuil est liée au gap de l’oxyde qui se trouve entre le métal ferromagnétique et le SC. Enchangeant le profil d’interface, il est donc possible à priori de changer significativement l’allure de latransmission. C’est pour cette raison que nous avons fabriqué des échantillons qui ne présentent pasd’oxyde entre le métal et le SC.De façon étonnante, nous avons mesuré sur ces échantillons des transmissions qui ne peuvents’expliquer avec uniquement une seule barrière (la barrière de Schottky).Nous avons représenté sur la figure (Fig.V.27), la transmission d’un échantillon passivé à l’hydrazined’épaisseur totale 4 nm. Nous avons en plus représenté la transmission calculée en prenant commeénergie moyenne, l’énergie moyenne « universelle » introduite au paragraphe 3.C.4. Nous avonsrésumé sur le Tab.V.4, les paramètres d’interface déduits selon la procédure 3.B.1. Nous voyons quela transmission calculée est en parfait accord avec les mesures expérimentales de la transmission.Fig. V.27 : Transmission expérimentale (carrés) et transmission calculée (ligne pleine) enfonction de l’énergie incidente pour un échantillon passivé à l’hydrazine et d’épaisseur totale 4nm. En insert, transmission en échelle linéaire. Pour le calcul de la transmission, la loiuniverselle εM( E0) (équation V.30) et les paramètres d’interface résumés dans le Tab.V.4 ontété utilisés.Paramètresd’interfaceEchantillon passivé àl’hydrazineα 0 α B φ * B (eV) α S φ S (eV) φ T (eV)0 7.10 -5 0.67 0.15 4.5 5Tab.V.4 : Récapitulatif des paramètres d’interface de l’échantillon passivé à l’hydrazine. (*)issue d’une mesure.Il semble donc que même pour un échantillon sans oxyde, la présence d’une deuxième barrière à fortgain est nécessaire pour rendre compte de l’évolution de la transmission. Nous avons émis deuxhypothèses pour expliquer ce résultat.148
Chapitre V – Modélisation du transport d’électrons chauds polarisés de spinSoit l’origine de la deuxième barrière est liée à l’oxyde GaN, soit elle est liée de façon plusfondamentale à l’interface métal/GaAs (en particulier à cause de l’accroissement du nombred’états dans le SC avec l’énergie). L’origine de cette énergie seuil est aujourd’hui encore un sujetde discussion.De façon générale, pour une bande parabolique, le nombre d’états augmente avec la racine carrée del’énergie. Le nombre d’états dépend également du nombre de bande à une énergie donnée. Enparticulier, pour le GaAs, nous remarquons que la bande Γ7apparaît pour une énergie EΓ 7= 4. 5 eV(cf. Fig.V.28) au dessus de la bande de valence, soit une énergie de 3.8 eV au dessus du niveau deFermi dans le métal. Cette valeur est proche de celle ( φS= 4. 5 eV) que nous avons choisi dans notremodèle. Par ailleurs la bande Γ7possède une masse effective très faible, de sorte que le nombre d’étatspour cette bande est important. Il est donc probable que l’énergie seuil qui apparaît dans les jonctionsmétal/GaAs soit finalement plus sensible à la structure de bande du GaAs, qu’au traitement de surface.Pour vérifier cette hypothèse, nous avons fabriqué un échantillon Pd(2nm)/Fe(4nm)/GaAs en utilisantcomme un traitement de surface à HCl (chapitre III). Avec ce type de traitement, un tel échantillon neprésente aucun oxyde à l’interface [Tereshchenko99].Fig.V.28 : d’après [Chelikowsky76] (gauche) Structure de bande du GaAs. (droite) Structure debande du Si.Nous avons représenté sur la figure (Fig.V.29) la courbe de transmission d’un tel échantillon ainsi quesa dépendance en spin. Nous avons également représenté la transmission calculée à partir de l’équationV.7, en prenant comme énergie moyenne, l’énergie moyenne universelle (3.C.4) et les paramètresd’interface résumés dans le Tableau (Tab.V.5). Pour cet échantillon, nous voyons un comportementde la transmission pour une énergie d’injection inférieure à 400 eV différent de celui présenté pour unéchantillon oxydé, ou passivé à l’hydrazine.En particulier, nous observons une différence significative dans les deux premiers régimes. Ce type decomportement semble s’expliquer en introduisant un coefficient transmission sous la barrière deSchottky α 0 non nul. Pour ajuster la transmission, nous avons pris un coefficient α 0 égal à α B . Cettecondition correspond au cas où la première barrière est complètement « court-circuitée » par lescourants de fuite sous la barrière. Ces courants de fuite peuvent expliquer pourquoi nous n’observonspas de transmission dépendante du spin pour une énergie d’injection inférieure à 400 eV.Au dessus de cette énergie, le calcul de ΔT au dessus de la barrière φS(et φT) est compatible avec lesmesures expérimentales. Ces résultats confirment à nouveau le fait que le traitement d’interfacene joue pas un rôle majeur dans le profil en énergie de celle-ci.149
Page 3 and 4:
RésuméDRISS LAMINEEffet de filtre
Page 5 and 6:
AbstractDRISS LAMINESpin filter eff
Page 7 and 8:
RemerciementsRemerciementsJ’ai r
Page 9 and 10:
Table des matièresTABLE DES MATIER
Page 11 and 12:
Table des matières4.A. Notion de r
Page 13 and 14:
PréambuleChapitre IPréambuleL’u
Page 15 and 16:
PréambuleRougemaille03 : Rougemail
Page 17 and 18:
Chapitre II - Concepts généraux a
Page 19 and 20:
Page 21:
Page 24 and 25:
Page 26 and 27:
Page 28 and 29:
Page 30 and 31:
Page 32 and 33:
Page 34 and 35:
Page 36 and 37:
Page 38 and 39:
Page 40 and 41:
Page 42 and 43:
Page 44 and 45:
Page 46 and 47:
Page 48 and 49:
Page 50 and 51:
Chapitre III - Réalisation et cara
Page 52 and 53:
Page 54 and 55:
Page 56 and 57:
Page 58 and 59:
Page 60 and 61:
Page 62 and 63:
Page 64 and 65:
Page 66 and 67:
Page 68 and 69:
Page 70 and 71:
Page 72 and 73:
Page 74 and 75:
Page 76 and 77:
Page 78 and 79:
Chapitre IV - Réalisation d’un t
Page 80 and 81:
Page 82 and 83:
Page 84 and 85:
Page 86 and 87:
Page 88 and 89:
Page 90 and 91:
Page 92 and 93:
Page 94 and 95:
Page 96 and 97:
Page 98 and 99:
Page 100 and 101:
Page 102 and 103:
Page 104 and 105:
Page 106 and 107:
Page 108 and 109:
Page 110 and 111: Chapitre IV - Réalisation d’un t
Page 122 and 123: Chapitre V - Modélisation du trans
Page 166 and 167: Conclusion et perspectivesFig.VI.1
Page 168 and 169: 156Conclusion et perspectives
Page 170 and 171: BibliographieHopster83 : Hopster et
Page 172 and 173: BibliographieWeber01 : Weber W. et
Page 174 and 175: BibliographiePierce75 :Pierce D.T e
Page 176 and 177: 164Bibliographie
Page 178 and 179: 166
Page 180 and 181: 2ing spin-polarized electrons decre
Page 182 and 183: 4sample potential. The variations o
Page 184 and 185: 6component v l , and an electron of
Page 186 and 187: secondary electrons. Because of the
Page 188 and 189: 10energy is due to the increasing p
Page 190 and 191: 12APPENDIX A: VARIATION OF THE ELEC
Page 192 and 193: 14multiplication. The variation of
Page 194: 182
show all

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

You also want an ePaper? Increase the reach of your titles

Delete template?

Save as template?