Etudes par microscopie en champ proche des phÃ©nomÃ¨nes de ...

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$G. M. Zaslavsky, Chaos, fractional kinetics, and anomalous transport ...$

Chapitre IV – Réalisation d’un transistor à vanne de spin sous ultra-vide.Fig.IV.17 : Principe de la procédure de mesure. Elle consiste en une première phased’optimisation, suivie de la procédure d’acquisition. L’ensemble des mesures est effectué selonles conditions résumées dans l’encadré à gauche. (1) (resp. (0)) désigne la mesure en présence(reps. absence) du faisceau laser.3.A.4. Notations.Nous définissons la transmission dépendante du spin dans le SC selon les notations introduites auchapitre II (définie à une énergie donnée) :σσ( E = T II C0)σoù I 0 est obtenu à l’aide de l’équation IV.5. T fait référence à la transmission dans le SC lorsque lapolarisation des électrons est parallèle (respectivement antiparallèle) à l’aimantation. Rappelons quecette transmission incorpore à la fois les électrons primaires relaxés, et les électrons secondaires.Etant une grandeur normalisée, elle est indépendante du courant incident.La transmission moyenne T, ou le gain du transistor s’exprime alors sous la forme :0TT=σ+ T2σExpérimentalement, nous remontons à cette quantité à partir de la mesure de I C et de I 0 :Iσ σC+ ICTexp=2INous définissons également la dépendance en spin de la transmission ΔT :0ΔT= Tσ− TσσI CCette grandeur est en principe égale à | Δ |.Cependant, pour éliminer les asymétries de nature optique liées à la Pockels, nous formonssystématiquement la différence entre les deux configurations magnétiques. On a par conséquent :86
Chapitre IV – Réalisation d’un transistor à vanne de spin sous ultra-vide.ΔTexp=ΔI+ MC− ΔI2I0−MCOn peut alors définir l’asymétrie de spin (ou contraste de spin) pour chaque courant I B et I C :ABICAC=ICσIB− I=σI + IBσσσ− I ΔTC=σ+ I 2TCΔTexp=2(1 − TσBσBexpexpexp)ΔT=2TΔT=2(1 − T)(IV.6)En particulier, nous prévoyons une divergence de l’asymétrie mesurée sur la base lorsque T estde l’ordre de 1.On définit également la fonction de Sherman de l’instrument par :ACS =Cette fonction n’est cependant pas à confondre avec la fonction de Sherman S intrinsèque dufiltre à spin introduit au chapitre II.3.B. Régimes de transmission du transistorNous avons représenté sur la figure (Fig.IV.18), l’allure typique des courants I B et I C pourl’échantillon 2 lorsque l’énergie d’injection est comprise entre 6 et 1400 eV. Lorsque l’énergie desélectrons incidents est en dessous de 500 eV, le courant I B est quasiment égal au courant incident. Audelà, le courant transmis continue à croître, jusqu’à des valeurs de plusieurs microampères.Pour une énergie particulière, E* = 765 eV, le courant collecté est égal au courant incident. Cettevaleur de l’énergie correspond à une transmission égale à 1, soit T(E*) = 1. On remarque, que surl’ensemble de la gamme représentée la relation IV.5 I 0 = I B + I C , est bien vérifiée.Pour une énergie E 0 > E*, le courant collecté dans la base devient négatif, et le courant I C supérieur aucourant injecté I 0 . Nous avons représenté sur la figure (Fig. IV.19), la représentation en échelle loglog,de la transmission de l’échantillon 1. Pour cet échantillon, d’épaisseur plus faible que leprécédent, E * = 520 eV. Lorsque l’énergie des électrons incidents passe de 10 à 3000 eV, latransmission varie de plus de 6 ordres de grandeurs. Pour une énergie de 3000 eV, cet échantillonprésente un gain de plus de 300 ; c’est-à-dire que pour un électron incident, 300 électrons sontdétectés dans le SC.Ces transmissions, très largement supérieures à 1, montrent la possibilité d’avoir un gain du transistorsupérieur à 1, pour une énergie d’injection de l’ordre de 500 eV, et démontrent que les processus demultiplication et de collection dans le filtre à spin sont très efficaces, même pour des épaisseurs demétal de quelques nanomètres.P 087
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RésuméDRISS LAMINEEffet de filtre
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AbstractDRISS LAMINESpin filter eff
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Table des matières4.A. Notion de r
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