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

Chapitre IV – Réalisation d’un transistor à vanne de spin sous ultra-vide.Fig IV.14 : Simulation des trajectoires électroniques des électrons à la sortie de l’optique desortie (diaphragme de sortie E 6 qui est au potentiel V 6 = 40 V) dans le mode où V G = V éch – V 0 ,avec V 0 = 0, 9, 18 et 26 V. Pour ces simulations, nous avons fixé l’énergie de l’échantillon à 30 V,et l’énergie moyenne des électrons émis à 5 eV. Un angle de réémission compris entre [-50° ;50°]a été choisi. E i fait référence aux électrons incidents (dont le point objet est situé au milieu dudiaphragme de sortie E 6 ), et E S aux électrons secondaires réémis par l’échantillon. Nousconstatons que plus le potentiel de garde est négatif par rapport au potentiel de l’échantillon(phénomène de pincement des lignes de champs), plus la réémission de secondaires hors porteéchantillon est « électrostatiquement » défavorisée.Etude du cas V G = – V 0Nous présentons sur la figure (Fig.IV.15) les courbes des courants collectés sur le porte échantillon enfonction du potentiel appliqué pour différentes valeurs de V 0 .Nous observons cette fois-ci une allure monotone avec l’énergie d’injection. Par ailleurs, pour uneénergie d’injection donnée, plus le potentiel de garde est négatif, plus δ est faible. Ce résultat estinterprété « électrostatiquement » par les simulations numériques (Fig.IV.16). Un potentiel de gardenégatif « pince » les lignes de champs et interdit les électrons secondaires de quitter le porteéchantillon. Pour un potentiel de garde donné, les simulations (non représentées ici) montrentégalement que plus l’énergie d’injection est élevée (même dans le cas où V G = -2 V), plus les électronssecondaires sont capturés par le porte échantillon. Cet effet de nature électrostatique contrecarre ainsil’augmentation de l’efficacité de collection avec l’énergie (équation IV.4), et permet d’interpréter lavariation monotone du courant total collecté par le porte échantillon.81