Etudes par microscopie en champ proche des phénomènes de ...

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