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

Chapitre II – Concepts généraux autour de l’électronique de spinDans ce modèle simplifié, où l’on néglige le renversement de spin lors de la transmission tunnel et lespertes de polarisation à l’interface, la valeur de la TMR est une expression très simple, qui ne faitintervenir que le produit des polarisations dans les deux métaux magnétiques. En pratique, ce résultatest plus nuancé, car l’asymétrie dépend également de la qualité cristalline de l’oxyde ainsi que desrègles de transitions entre les deux métaux. Cependant, l’équation (II.2) montre que pour réaliser desdispositifs à vanne de spin performants et à base de TMR (deux couches magnétiques séparées par unoxyde), il est nécessaire de disposer d’électrodes fortement polarisées. Avec les progrès réalisés dansles techniques d’ultra-vide et d’épitaxie par jets moléculaires, des recherches intenses ont été menéespour réaliser de telles électrodes. Les demi métaux ferromagnétiques découverts « numériquement »au début des années 80 [Groot83] et présentant théoriquement des polarisations de 100%, ainsi queleurs variantes les semi-conducteurs ferromagnétiques [Braden03, Panguluri03] ont suscité à cet égardbeaucoup d’intérêt.1.A.2. L’accumulation de spin1.A.2.1. Origine physiqueLa nécessité de disposer d’électrodes magnétiques pour polariser en spin un courant est un prérequisessentiel en électronique de spin. Mais pour réaliser un effet de vanne de spin ou un effet transistor, ilest également nécessaire de pouvoir injecter un courant de spin depuis le métal ferromagnétique versun matériau non magnétique puis le transporter sur une longueur finie dans le matériau nonmagnétique. En électronique de spin, ces phénomènes sont décrits par la notion d’accumulation despin qui correspond au déséquilibre, δ n = Δn− Δn0, de la différence de population entre spin↑ et spin↓ proche de l’interface ( Δ n ) et loin de l’interface ( Δ n0). A l’équilibre, l’accumulation de spin estalors un compromis entre les spins accumulés par le courant polarisé (issu de l’électrode magnétique),et les renversements des spins qui ont lieu dans le matériau non magnétique. Il en résulte un décalage↑ ↓ δndu potentiel électrochimique des deux canaux de spin Δμ = μ − μ = proche de l’interface, et,qui dans le matériau non magnétique est la source d’un courant polarisé de spin hors équilibre.En écrivant dans le matériau non magnétique la loi d’Ohm et une équation de continuité du courantpour chacun des deux canaux de spin, on montre que l’accumulation de spin obéit à une équation dediffusion [Valet93] :∂Δμ1= Δμ(II.3)2∂zλDSΔμ = 2erΔJ(II.3b)où r = ρλDSest ce qu’on appelle la résistance de contact du matériau non magnétique (exprimée enΩ.m 2 ) et relie l’accumulation de spin ( Δ μ ) au courant de spin ( Δ J ) via une loi d’Ohm, valable dansun régime diffusif. L’accumulation de spin décroît (exponentiellement) à partir de l’interfacez( Δ μ = Δμ0exp( − ) ), sur une longueur de cohérence λDSappelée la longueur de diffusion deλDSspin. Physiquement, cette longueur correspond à la distance moyenne parcourue, dans un régimediffusif, par un électron au niveau de Fermi entre deux collisions renversant son spin.Si l’on appelle λS= vFτS(avec τ Sle temps de vie du spin, et v Fla vitesse au niveau de Fermi) ladistance moyenne parcourue par l’électron entre deux renversements de spin (Fig.II.2) et λ le libreparcours moyen, on montre que :λSλλDS = (II.4)3D EF9