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

Chapitre II – Concepts généraux autour de l’électronique de spinCette formulation appelle quelques commentaires.La fonction de Sherman et la transmissivité du filtre à spin inélastique sont déterminées par le rapportde deux énergies :Le premier est un terme d’interface φ ; il est lié à l’énergie de seuil, c'est-à-dire l’énergieà partir de laquelle l’interface laisse passer les électrons.εl’autre est un terme de volume P, lié au transport dépendant du spin dans le filtre àβspin : il incorpore l’énergie moyenne ε Pde la distribution d’électrons primaires nonpolarisés, et l’asymétrie de spin β des énergies moyennes de deux distributionsd’électrons primaires polarisés.Ceci est une différence notable avec les filtres à spin élastiques où les propriétés de l’interfacemétal/semi-conducteur n’interviennent pas explicitement dans le calcul de ces fonctions (excepté pourla transmission avec le coefficientα ). Ceci est simplement la conséquence que dans un filtre à spinélastique, la distribution à l’interface est piquée sur l’énergie d’injection [Jiang04], autrement ditl’énergie d’analyse est donnée en première approximation par l’énergie d’injection.Les équations microscopiques des filtres à spin inélastiques (II.27) sont néanmoins mathématiquementtrès similaires à celles que nous avons obtenues dans le cas des filtres à spin élastiques (équationII.17). En général, les performances de ces filtres à spin, vont dépendre du rapport entre l’épaisseurtotale du filtre à spin, et des quantités d’intérêt que sont le libre parcours moyen inélastiqueλ et lalongueur de discrimination de spinδ . L’optimisation d’un tel dispositif va donc dépendre du choix del’épaisseur du filtre à spin ainsi que du choix des métaux ferromagnétiques.Dans le cas d’un filtre à spin inélastique, les performances sont déterminées par le rapport entrel’énergie seuil de la barrière et l’énergie moyenne de la distribution des primaires, ainsi que ducoefficient β .En pratique, il est possible de piloter l’énergie moyenne grâce à l’énergie des électronsincidents.3.B Approche expérimentaleL’approche que nous avons suivie au cours de cette thèse a par conséquent consisté à faire varierl’énergie moyenne εPde la distribution à l’interface via l’énergie d’injection d’une part (chapitre IV)et d’autre part, les propriétés de l’interface (énergies de seuil) en jouant sur les traitements del’interface MF/SC (chapitre V).σ σIC− ICPour un dispositif type vanne de spin, la quantité à optimiser est = ΔT, où I 0 désigne leI0courant total injecté dans le filtre à spin. Cette quantité peut être évaluée à partir des équations (II.27)(pour P 0 = 1) :φ φΔT( εP) = 2exp( − )sinh( β ) = 2tPS(II.28)εPεPφNous avons représenté sur la figure (Fig.II.14) la quantité Δ T en fonction du rapport κ = .ε PNous remarquons que cette quantité présente un maximum lorsque l’énergie moyenne ε Pdesprimaires est égale à la hauteur de barrière.Autrement dit, en variant l’énergie moyenne de la distribution des électrons primaires, il est possiblede varier continûment la quantité ΔTjusqu’à sa valeur optimale (point B). Comme nous le montreronsau chapitre V, jusqu’à environ 80 eV, l’énergie moyenne de la distribution n’évolue pas avecl’énergie d’injection, de sorte que le point de fonctionnement du filtre à spin est stationnaire avec E 0 ,35