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

Chapitre II – Concepts généraux autour de l’électronique de spin• dans le premier cas, pour un courant d’électrons non polarisés, la mesure de lapolarisation du faisceau transmis s’effectue à l’aide d’un détecteur de spin, qui est unetechnique délicate à mettre en œuvre.• dans l’autre cas, il faut disposer d’une source à électrons de polarisation connue(technique aujourd’hui bien maîtrisée) et mesurer une asymétrie de courant transmis.Ces études peuvent être grandement simplifiées expérimentalement si l’on fabrique deux filtres à spinen série. Avec une telle structure on réalise en effet un dispositif à vanne de spin. Le premier filtre àspin agit alors comme un polariseur et le second comme un analyseur 5 . Il devient ainsi superflu dedisposer d’une source d’électrons polarisés, ou d’un dispositif d’analyse en spin. Une mesured’asymétrie de courant dans les différentes configurations permet en principe d’étudier ce dispositif.Nous allons préciser ce point en généralisant le formalisme matriciel introduit ci-dessus au cas d’unestructure à vanne de spin.Pour deux filtres à spin en série, la matrice « filtre à spin » du SVTproduit des matrices « filtre à spin » des deux couches magnétiques ( IISVTest simplement donnée par leσ2etμI1). On a ainsi :2 ⎞⎟⎠σ μ ⎛ 1+S1S2σ.S1+ μ.SISVT= I2I1= TS1TS2⎜(II.15)⎝σ.S1+ μS21+S1S2Dans le cas général il y a 4 états possibles du système, correspondant chacun à une aimantation donnéedes couches 1 et 2. Pour un faisceau incident non polarisé, les configurations «σμ » et « σ μ » sontéquivalentes, ainsi que les configurations « σ μ » et « σ μ ». On peut alors définir sans ambiguïté deuxétats : l’état parallèle P et l’état antiparallèle AP. L’asymétrie de courant (déduite de (II.12) et(II.15) ) pour ces deux états donne alors :A SVT= S 1S 2(II.16)C'est-à-dire que l’asymétrie de courant est le produit des deux fonctions de Sherman. Cette expressionest analogue à celle obtenue en TMR (II.2b).2.B.2.2. Calcul microscopique de t P et SLes grandeurs propres au filtre à spin peuvent être évaluées en supposant un transport balistique dansle filtre à spin (c'est-à-dire en supposant que l’électron n’a subi aucune collision de nature élastique ouinélastique). Pour un courant d’électrons incidents I d’énergieε , si l’on analyse les électronscollectés à l’énergieε , le courant transmis dépendant du spin est donné par 6 :σ σ dI C= α exp( − ) I0λ σoùασ correspond aux coefficients de transmission (éventuellement dépendants du spin) à l’interface etσà l’énergieε , et λ aux libres parcours moyen inélastiques pour les deux états de spin. On a alors :d ddt P= exp( − ) cosh( )[ α + s tanh( )]λ δδds + α tanh( )S = δdα + s tanh( )δ↑↓05 Cette situation est très similaire avec l’optique, où l’on peut caractériser un polariseur par sa transmissivité et sasélectivité S. L’étude du système {Polariseur-Analyseur} (identiques) permet de caractériser les deux éléments.6 Les contributions des diffusions élastiques et inélastiques qui ne dépendent pas du spin, ont pour effet demultiplier par un même facteur les deux courants transmis, et donc n’affecte pas la fonction de Sherman du filtreà spin. En revanche, les contributions élastiques et dépendantes du spin compliquent l’expression des courantstransmis; ici nous les négligerons.23