Brevet FR2959869A1 — publié le 20111111

DIODE RESONANTE A POLARISATION DE SPIN POUR LA CONVERSION OPTOELECTRONIQUE Le domaine de l'invention est celui des composants microélectroniques et nanoélectroniques et concerne plus particulièrement une diode résonante à polarisation de spin. Les diodes résonnantes à polarisation de spin que nous proposons sont utilisées pour la conversion optoélectronique à codage de polarisation. Ce type de composant est habituellement utilisé pour générer un courant électrique dont l'amplitude est déterminée par l'état de polarisation de la lumière absorbée. Le photocourant ainsi généré peut être modulé jusque dans le domaine du gigahertz. Les diodes résonnantes sont utilisées en élément simple ou sous forme de matrice bidimensionnelle comme élément de mémoire magnétique ou détecteur de polarisation lumineuse ou capteur de champs magnétiques. Le photocourant est défini comme la variation du courant collecté au niveau d'une électrode sous éclairement lumineux par rapport au courant noir (sans éclairement). A l'équilibre, c'est-à-dire en l'absence de toute tension appliquée, le photocourant est alors simplement le courant mesuré sous éclairement lumineux. On connaît la demande internationale WO02/23638 décrivant une diode Schottky magnétique composée d'un métal ferromagnétique de type NiFe sur un semiconducteur III-V de type GaAs sous éclairement en lumière polarisée utilisée en tant qu'un élément mémoire ou capteur de champ magnétique. La diode à polarisation de spin décrite dans ce document utilise le contraste de photocourant en lumière polarisée circulaire selon l'orientation de l'aimantation de l'électrode ferromagnétique alignée parallèlement à l'axe de croissance des couches de matériaux. L'architecture de la diode proposée dans ce document présente plusieurs obstacles majeurs qui ne permettent pas d'assurer la fonction de conversion optoélectronique souhaitée selon les arguments explicités ci-dessous. En premier lieu, dans cette architecture de type jonction Schottky, le très fort champ électrique négatif a pour effet de drainer les électrons photogénérés loin de l'interface avec pour conséquence une forte chute du photocourant d'électrons à tension nulle. Les faibles effets observés jusqu'alors, dont l'amplitude n'excède pas une fraction de pourcent, sont principalement dus à des effets de dichroïsme dans l'absorption optique à travers la couche ferromagnétique comme le souligne l'article publié par Cavendish Laboratory intitulé « separation of electron spin filtering and magnetic circular dichroism effects in photoexcitation sutdies of hybrid ferromagnet/GaAs Schottky barrier structures », (S.J Steinmuller et al, Phys. Rev. B72, 045301 2005). Un autre inconvénient majeur identifié est un problème d'accord de capacitance à l'interface entre la zone semiconductrice et le métal ferromagnétique provoqué par des phénomènes d'accumulation de charges à l'interface entre les deux matériaux et dont l'amplitude peut différer selon l'orientation de l'aimantation de la couche ferromagnétique. La différence d'amplitude d'accumulation de charges et de spin selon l'orientation de l'aimantation a pour effet d'égaler les niveaux de photocourant détecté sur l'électrode ferromagnétique supérieure et ce, même dans la situation favorable ou les porteurs majoritaires, à l'interface, possédaient un temps de vie de spin suffisamment long pour garder la mémoire de spin. Ce désaccord de capacitance décrit en termes d'accumulation différentielle de charges et de spin à l'interface a été validé expérimentalement sur des jonctions spécifiques de type « Spin-Light Emitting Diodes » (Spin-LED) de type 'n'. Les mesures de photocourant obtenues sur de telles structures LED à contact ferromagnétique n'excèdent pas 3% de contraste. Dans ces structures de type « SPIN-Light Emitting Diode » (Spin-LED) à jonction tunnel magnétique décrites, par exemple, dans les publications suivantes : [X. Jiang et al., Phys. Rev. Lett., 94, 056601 (2005), Y. Lu et al., Appl. Phys. Lett., 93, 152102, (2008)] il existe une couche de semiconducteur conductrice entre la barrière tunnel isolante à contact avec la couche ferromagnétique et le puits quantique semiconducteur (structure de type double barrière) dans laquelle les électrons transférés depuis le puits quantique sont thermalisés. L'utilisation d'une telle structure pour la génération d'un photocourant conduirait à une accumulation de charges et/ou de spins dans le semiconducteur en contact direct avec la jonction tunnel ferromagnétique au détriment d'un filtrage en spin sélectif selon la polarisation lumineuse et/ou la direction d'aimantation de l'électrode ferromagnétique. L'objectif de l'invention est, entre autres problématiques, de palier les obstacles précités et de proposer une diode à polarisation de spin permettant d'assurer une conversion opto-électronique efficace. 10 Plus précisément, l'invention une diode résonante à polarisation de spin pour la conversion d'une polarisation lumineuse en signal de photocourant comprenant successivement selon la direction de croissance des couches de matériaux de la diode un substrat semiconducteur, une électrode inférieure et une électrode supérieure. Avantageusement, 15 l'électrode supérieure est une couche ferromagnétique portant une aimantation, et en ce qu'elle comporte également entre l'électrode inférieure et l'électrode supérieure un empilement de trois couches constitué d'une première barrière pour des porteurs formée par un matériau semiconducteur, d'une couche centrale d'un matériau semiconducteur d'énergie de transition 20 optique différente de et d'énergie de transition optique différente du substrat et de l'électrode inférieure et d'une seconde barrière pour des porteurs formée par un matériau semiconducteur d'énergie de transition optique différente de la couche centrale de sorte que le dit empilement forme entre les dites barrières une zone de confinement de porteurs injectés 25 électriquement et/ou pompés par absorption lumineuse et permettant une absorption optique résonante au niveau de la couche centrale. Selon une première variante, la première barrière comporte une épaisseur différente de la seconde barrière de sorte que le temps 30 d'échappement tunnel des porteurs au travers de la première barrière soit différent du temps d'échappement tunnel des porteurs au travers de la seconde barrière. Selon une seconde variante, la première barrière est constituée d'un matériau sensiblement différent du matériau constituant la seconde 35 barrière de sorte que le temps d'échappement tunnel des porteurs au travers5 de la première barrière soit différent du temps d'échappement tunnel des porteurs au travers de la seconde barrière. Selon une troisième variante, une tension est appliquée entre les électrodes inférieure et supérieure de sorte que le temps d'échappement tunnel des porteurs au travers de la première barrière soit différent du temps d'échappement tunnel des porteurs au travers de la seconde barrière. Avantageusement, le temps d'échappement des porteurs au travers de la seconde barrière est supérieur au temps d'échappement de la première barrière. Avantageusement, la seconde barrière est en contact direct avec l'électrode supérieure ferromagnétique. Avantageusement, elle comporte également entre l'électrode ferromagnétique et la seconde barrière un contact tunnel. Selon une variante, l'électrode supérieure ferromagnétique 15 possède une aimantation orientée selon la direction de croissance des matériaux par application d'un champ magnétique. Selon une variante, l'électrode supérieure ferromagnétique possède une aimantation orientée selon la direction de croissance des matériaux. 20 Un premier avantage de l'invention est de présenter une très grande sensibilité en polarisation lumineuse pour des raisons conjuguées i) de règles de sélection optique en pompage optique orienté s'opérant sur des états confinés de trous lourds dans un puits ou boîte quantique et ii) du 25 filtrage en spin sélectif lors du transfert (échappement) des électrons polarisés depuis le puits quantique vers l'électrode ferromagnétique à travers une barrière tunnel. En ce sens, nous pouvons considérer que cet avantage est lié à la fois au confinement des porteurs au niveau de la bande de valence ainsi qu'à leur échappement réactif à l'impulsion lumineuse. 30 Un second avantage de l'invention est de présenter une grande vitesse de fonctionnement, typiquement dans le régime hyperfréquence (GHz), du fait du temps d'échappement court des porteurs majoritaires hors du puits ou des boîtes quantiques, typiquement d'une centaine de picosecondes. Ce temps d'échappement peut-être relativement court en 35 raison du confinement des porteurs et des faibles épaisseurs de barrière, électrons ou trous, ce qui a pour effet d'augmenter leur énergie cinétique et en l'occurrence de diminuer leur temps de séjour dans la zone confinée. Un troisième avantage peut être une faible puissance de consommation en augmentant l'épaisseur de la barrière tunnel supérieure limitant ainsi le courant tunnel de perte sous polarisation électrique. L'invention sera mieux comprise et d'autres avantages apparaîtront à la lecture de la description qui va suivre donnée à titre non limitatif et grâce aux figures annexées parmi lesquelles : La figure 1 représente un mode de réalisation d'une hétérostructure d'une diode résonnante à polarisation de spin selon l'invention. La figure 2a illustre le principe de fonctionnement d'une diode selon l'invention lorsque l'on considère une possible fuite de trous photogénérés vers l'électrode inférieure, à tension modérée. La figure 2b illustre le principe de fonctionnement d'une diode selon l'invention lorsque l'on considère une possible fuite de trous photogénérés vers l'électrode inférieure, à tension plus importante. La figure 3 illustre une application de la diode selon l'invention permettant de réaliser une fonction mélangeur. La figure 4 illustre une application de la diode selon l'invention permettant de réaliser une synchronisation d'une assemblée de nanooscillateurs. L'invention concerne une diode résonnante à contact tunnel ferromagnétique permettant d'assurer la génération d'un courant électrique dont l'amplitude est déterminée par l'état de polarisation de la lumière absorbée. La caractéristique essentielle de l'invention est la présence d'un empilement de couches de semi-conducteur formant ainsi une zone de confinement de porteurs en contact direct avec une jonction tunnel à contact ferromagnétique. Le principe de fonctionnement consiste à générer des porteurs ou excitons polarisés (paires électrons-trous) dans un puits ou dans des boîtes quantiques semiconducteurs insérées au sein d'une double barrière par absorption résonante d'une onde lumineuse polarisée circulairement (ou elliptiquement si la polarisation optique n'est pas totale) au niveau de la zone confinée. Les porteurs ainsi générés, électrons ou trous selon le sens de la polarisation électrique appliquée aux bornes de la structure, dans la zone confinée et polarisés en spin posséderont une probabilité d'échappement vers l'électrode magnétique différente selon l'orientation de l'aimantation de l'électrode ferromagnétique. II s'en suit une variation de l'amplitude, voire du signe de photocourant détecté au niveau de l'électrode ferromagnétique supérieure, en fonction de la direction de l'aimantation du matériau, parallèle ou antiparallèle à la direction des spins des porteurs majoritaires photogénérés. La figure 1 représente un mode de réalisation d'une hétérostructure de diode résonnante de type 'p', c'est-à-dire à conduction par trou ou « hole conduction » en langage anglo-saxon. Toutefois, selon un autre mode de réalisation l'hétérostructure peut être de type 'n', c'est-à-dire à conduction par électron. Le dopage de la partie conductrice en contact avec le substrat est, en général, de type n+ ou p+ selon la nature n ou p des dopants majoritaires de la structure. L'hétérostructure décrite en figure 1 est de type 'p'. Dans la suite de la description, il ne sera pas décrit en détail une hétérostructure de type 'n', cependant pour une telle hétérostructure, le dopage d'un matériau est inverse, n+ ou p+, par rapport au dopage du matériau pour une hétérostructure de type 'p'. Toutefois, nous pouvons également envisager des structures semiconductrices particulières de type ni-p (i='instrinsèque') ou p-i-n sous forte polarisation électrique afin d'aligner la bande de conduction de la région n avec la bande de valence de la région p. L'hétérostructure, selon l'invention, comporte successivement dans le sens de la direction de croissance des couches de matériau les couches suivantes : Une couche d'un substrat semiconducteur S dopé p+ de type IIIV-GaAs- par exemple. Le matériau constituant la couche de substrat peut être différent et, à titre d'exemple non limitatif, peut être de type IV (par exemple Si, Ge, SiGe...) ou Il-VI (par exemple, CdTe)- selon la nature des structures semiconductrices choisies. Une électrode inférieure C réalisée avec un semiconducteur dopé p+ de faible résistance. La croissance de l'électrode inférieure peut être réalisée par un procédé par épitaxie par jet moléculaire (MBE pour « Molecular Beam Epitaxy ») ou par un procédé de dépôt par vapeur chimique (MOCVD pour « Metal Organic Chemical Vapor Deposition »). Le procédé utilisé est compatible avec le substrat de support S. L'électrode inférieure C comporte une zone de diffusion tampon, intrinsèque ou à dopage graduel, à l'interface avec la première barrière B2. Cette zone de diffusion peut être constituée du même matériau que l'électrode inférieure C ou être réalisée par un autre matériau. Cette zone d'extension variable a pour effets principaux i) de limiter la diffusion des espèces dopantes dans la région confinée (zone optiquement active) et ii) d'assurer la formation d'un pré-puits (« prewell ») assurant le stockage de charge sous polarisation électrique. Une double barrière semiconductrice B1, W, B2 constituée par deux matériaux présentant un décalage en énergie (« band-offset » en anglais) au niveau de la bande de conduction et/ou de la bande de valence selon la nature des porteurs majoritaires. En ce sens, les matériaux constituant les barrières B1 et B2 pourront être choisis de nature différente à condition d'assurer la formation d'une zone confinée (puits ou boîte quantique) à gap réduit (on entend par gap la signification anglaise pour énergie de transition optique). Le gap dans cette zone confinée devra en outre être réduit en rapport avec le gap du substrat et celui de la zone de transition (zone C) afin d'assurer des transitions optiques excitoniques résonantes à des énergies inférieures à l'énergie de transition au niveau du substrat et de la zone (C). A titre d'exemple non limitatif, les matériaux utilisés pour former la double barrière sont de type III-V, (AI,Ga)As pour la première barrière B2, InXGa1_X As pour la couche semiconducteur W et (Al,Ga)As pour la seconde barrière B1 ainsi que toute structure à barrières semiconductrices mixtes. Les matériaux peuvent être également de type IV(Si/SiGe) ou II-IV (CdTe/ZnCdTe). Ces matériaux peuvent être déposés par un procédé MBE (Molecular Beam Epitaxy) ou MOCVD (Metallic Organic Chemical Vapor Deposition). Cet empilement de trois couches semiconducteur à contraste d'affinité électronique permet la formation d'un puits ou boîtes quantique W, c'est-à-dire une zone de confinement, au niveau de la couche semiconductrice centrale W d'épaisseur contrôlable en général au plan atomique près. Cette zone dont l'épaisseur caractéristique est d'une dizaine de nm est sujette à l'absorption résonante d'un rayonnement optique de polarisation circulaire. La longueur d'onde du rayonnement est telle qu'elle correspond à l'énergie de transition entre le premier niveau d'énergie quantifiée de trous et d'électrons pour la génération de paires de porteurs électrons-trous polarisés respectivement dans la bande de conduction et de valence du semiconducteur. Préférentiellement, un contact tunnel B'1 est positionné entre l'électrode supérieure ferromagnétique FM et la deuxième barrière B1 pour les structures de type n, le dopage de l'hétérostructure semiconductrice étant de type p. Le contact tunnel B'1 n'est toutefois pas toujours essentiel et, en ce sens, dépend du degré de polarisation de la conductance tunnel de l'interface entre l'électrode supérieure ferromagnétique FM et la deuxième barrière B1. Dans le cas ou la barrière B1 ne pourrait pas assurer la fonction de filtrage de spin nécessaire au bon fonctionnement de l'invention, une deuxième barrière est alors nécessaire. Le contact tunnel B'1 peut-être alors constitué d'une fine couche d'un matériau isolant typiquement d'un ou plusieurs nm d'épaisseur et peut être réalisé par procédé MBE en matériau III-V de type (Al,Ga)As ou en alumine (AI2O3) ou également en oxyde de magnésium (MgO) par technique de pulvérisation cathodique (« sputtering » en langage anglo-saxon) après désorption ou non d'une couche de passivation d'As. Une électrode supérieure ferromagnétique, dont l'épaisseur est de quelques nm à 20 nm environ. L'électrode supérieure peut être réalisée par procédé MBE sous la forme de matériau semiconducteur ferromagnétique de type (In,Mn)As ou (Ga,Mn)As [M. Wang, Appl. Phys. Lett. 93, 132103 (2008)] dont la température de Curie avoisine 190K ou encore (Ga,Mn)(As,P) à aimantation perpendiculaire [A. Lemaître et al., Appl. Phys. Lett. 93, 021123 (2008)]. La direction d'aimantation M de l'électrode ferromagnétique supérieure FM doit être orientée selon la normale au plan de cette même ferromagnétique. L'aimantation doit être en effet orientée selon la direction de l'axe de croissance des couches de matériaux constituant l'hétérostructure. L'aimantation M peut être naturellement orientée selon cette direction préférentielle ou orientée par le biais d'un champ magnétique extérieur. Nous rappelons à cet égard que la partie semiconductrice formant l'objet de l'invention sont généralement unipolaires de type n/n+, n/i/n+, p/p+ ou p/i/p+ facilitant le stockage de charges à l'interface avec la barrière B2. Toutefois, nous pouvons également envisager des structures bipolaires ou mixtes de type diode schottky n-i-p ou p-i-n à double barrière en appliquant une différence de potentielle adéquate. Pour une structure de type n, l'électrode supérieure ferromagnétique FM présente une épaisseur de quelques nanomètres (5 nm). L'électrode ferromagnétique supérieure FM peut être réalisée par pulvérisation cathodique d'un métal ferromagnétique 3d comme le Fe, le Co, le Ni ou tout alliage de type FeCo ou NiFe. L'électrode ferromagnétique supérieure FM peut être réalisée par tout alliage de métal ferromagnétique 3d en multicouche (Fe/Pt par exemple) ou en phase L10 pour l'obtention d'une anisotropie magnétique perpendiculaire afin de s'affranchir de l'application d'un fort champ magnétique perpendiculaire pour orienter l'aimantation selon la direction de l'axe de croissance. Ainsi, l'électrode ferromagnétique est naturellement aimantée. Préférentiellement, des boîtes quantiques, par exemple de type III-V (InxGal-xAs) sont positionnées au niveau de l'empilement de la double barrière. La croissance des boîtes quantiques est réalisée sur la première barrière B2 réalisée dans un matériau de type AI(Ga)As ou GaAs afin d'améliorer le confinement quantique des porteurs et d'augmenter en conséquence le temps de vie du spin des porteurs majoritaires et minoritaires de façon significative. A cet effet, dans le cas des boîtes quantique et en raison de la présence du terme d'échange anisotrope entre électron et trou, le maintien de la polarisation en spin des porteurs photogénérés nécessite le dopage des boîtes par un trou unique et ceci afin de favoriser la formation de trions annulant l'interaction d'échange electron- trou. Dans le cas de boîtes quantiques non dopées, le maintien de la polarisation en spin des porteurs photogénérés nécessite alors l'application d'un champ magnétique dans la direction de l'axe de croissance afin d'obtenir des états quantiques propres de polarisation circulaire et non linéaires. Préférentiellement, le temps d'échappement des porteurs au travers des barrières BI et B2 peut être réglé en fonction de la conception des dites barrières de sorte à augmenter significativement le contraste de polarisation. A cet effet, nous désignons ici par contraste de polarisation, la différence d'amplitude du photocourant obtenue en renversant la direction de l'aimantation par rapport à la direction des spins des porteurs majoritaires photogénérés. Cet effet peut être mis à profit pour obtenir des contrastes de polarisation relatif très important de l'ordre de l'unité ou supérieur avec commutation rapide dans le domaine du GHz. De plus, l'amplitude du photocourant dépend du rapport entre le flux sortant et le flux rentrant des porteurs majoritaires à l'intérieur de la zone de confinement. Le contraste de polarisation peut être augmenté en formant une zone de confinement à double barrière présentant une asymétrie de temps d'échappement de porteurs au niveau de la première barrière et de la seconde barrière. Une première variante d'asymétrie de temps d'échappement peut être obtenue en réglant l'épaisseur de matériau constituant les barrières de sorte que la deuxième barrière BI soit plus épaisse que la première barrière B2. Une seconde variante d'asymétrie peut être obtenue en utilisant des matériaux distincts pour réaliser la première barrière B2 et la seconde barrière BI de sorte que le temps d'échappement des porteurs au travers de la seconde barrière BI soit distinct du temps d'échappement des porteurs au travers de la première barrière B2. Selon une troisième variante d'asymétrie, le temps d'échappement des porteurs entre les deux barrières est asymétrique en fonction de la tension appliquée aux électrodes inférieure C et supérieure FM. A cette partie de la description nous décrivons le principe de fonctionnement de la diode résonnante de type p telle que décrite à la figure 1. L'empilement de trois couches BI, W, B2 constituant la double barrière à contact tunnel magnétique (FM) est soumis à un rayonnement lumineux en polarisation circulaire ° et de flux (D=P/(S cl)) où P est la puissance laser, S la surface du spot et co la pulsation de l'onde lumineuse. L'épaisseur du puits quantique formé par la couche centrale de semiconducteur est noté d et le coefficient d'absorption de l'onde lumineuse dans le puits est donnée a (typiquement 3-5 pm-1 pour un puits quantique pour la longueur d'onde considérée où les forces d'oscillateur sont exacerbées en comparaison au matériau massif où a z1 pm-1). On note respectivement nt n.L, pT, p~, les concentrations de porteurs dans le puits en régime stationnaire, électrons et trous, de spin respectif up et down photogénérés selon les règles de sélection optique. On note également Qn et Qh les densités surfaciques de charges (respectivement négative et positive) assurant une différence de potentiel contrôlée, eV, aux bornes de la double barrière. En ce sens, l'électrode inférieure est supposée suffisamment dopée pour négliger sa résistance devant la résistance de la double barrière (voir la figure 2a et la figure 2b. Nous notons CL la capacité correspondant à la barrière B1 sur la gauche de la figure et au premier demi puits quantique, CR la capacité correspondant à la barrière B2 sur la droite de la figure et au second demi puits quantique et C= CLCR/(CL+CR) la capacité totale de la double barrière. Nous considérons maintenant le cas particulier d'une double barrière de type p (trous majoritaires) dont l'électrode supérieure est soumise à un potentiel négatif par rapport au substrat. On note à cet effet, Tn, le temps caractéristique d'échappement tunnel des électrons (supposé très court) vers l'électrode inférieure dopée p+. On note également 'rh(1-Ey), le temps caractéristique d'échappement tunnel des trous de spin minoritaire vers l'électrode supérieure ferromagnétique et Th(1 +Ey) celui des trous de spin majoritaire pompé par absorption optique. A cet effet, y représente l'asymétrie en spin de la conduction tunnel des trous et E=±1 selon l'orientation de l'aimantation du ferromagnétique par rapport à l'hélicité de l'onde lumineuse. On note également, Tb, le temps caractéristique d'éjection des trous vers l'électrode inférieure comme illustré sur la figure 2a et Ti, le temps caractéristique d'injection de trous non polarisés de la zone d'accumulation (électrode inférieure) vers le puits quantique.35 D'une manière générale, nous pouvons également considérer les phénomènes de luminescence qui se traduisent par une recombinaison radiative bimoléculaire de paires électrons-trous avec un temps caractéristique de quelques centaines de ps à basse température pour le composé GaAs. On peut également considérer les mécanismes de spin-flips pour les électrons et pour les trous faisant intervenir respectivement deux temps caractéristiques de perte de mémoire de spin, Tsn et Tsh. Nous détaillons ci-dessous l'ensemble des équations bilan concernant les porteurs photogénérés et/ou accumulés aux bornes de la 10 double jonction en excitation circulaire gauche a selon : dnt n n - -^=--- -i- dùrnp dt a dri = 0 = ù -1- n' ù ù rn, . pl, dt 'rte 2r dp ù -- p p' ù Pt P dt (1 2 b 2 c dpt=o=ù p. p ù ptùp.+Qn dt 1ù ) Th 2xsh Tb 21i zz = ± p1 ± Q ù rnLp d ù rnpi 15 nl, + rai c(v + CR rJ -c 20 où Ax représente la différence d'affinité électronique entre le matériau de 25 nature ferromagnétique constituant l'électrode ferromagnétique et le semiconducteur (C) constituant l'électrode inférieure de part et d'autre de la double barrière tunnel. Nous avons noté ci-dessus, 4, le courant total de trous et collecté au niveau de l'électrode supérieure et /ph = 84, = 4(0,4 - Jp(O = o' est la variation du courant sous flux lumineux représentant le photocourant généré par absorption optique. Dans la suite, par soucis de simplification, nous allons considérer que la densité d'électrons dans le puits est suffisamment négligeable (tin de fuite très court) pour négliger les phénomènes de luminescence. Cette première hypothèse est généralement facilement vérifiée. De même, dans la suite, nous supposerons négligeables les mécanismes de relaxation de spin du trou (temps d'échappement tunnel court). Cette deuxième condition doit être discutée en fonction de la température température de fonctionnement du dispositif (le temps de relaxation du spin du trou décroit sensiblement quand la température augmente) ainsi que de la dimensionnalité de la couche active. Le temps de vie du spin des trous dans le matériau semiconducteur massif, qui est connu pour être très court, quelques centaines de femtosecondes, a pour effet de dissiper toute polarisation de photocourant de trous dans le massif. Cet inconvénient majeur est contourné dans le cas présent par le confinement quantique de la fonction d'onde de trous dans un puits quantique d'épaisseur typique de quelques nanomètres (Tsh-1 ns à basse température) ou mieux dans des boîtes quantiques semiconductrices (ou le temps de vie de spin des trous peut atteindre 1 ps à basse température et sous champ magnétique). Nous allons nous intéresser au cas particulier de la Fig.2b 25 correspondant à aucun flux de trous vers l'électrode inférieure. Dans ces conditions, le courant P mesuré ainsi que sa variation sous flux lumineux polarisé [Ph peut s'écrire r montre qu'il n'y a aucune variation de 1ph (Cet 30 Cette dernière expression photocourant à attendre selon l'orientation de l'aimantation (à hélicité fixée) ou inversement selon l'hélicité (à aimantation fixée) si la charge de trous stockée aux bornes de la structure est elle-même nulle (Qh = 0). Il est possible de vérifier par la suite que : 34h _ Q (4),E) ù Qh (4) = e _ û où est la variation de la densité surfacique de trous stockée dans le =1+ puits sous éclairement lumineux et CR est une constante dépendant des capacités droite et gauche. Dans un premier temps nous considérons aucun flux retour des trous vers l'électrode inférieure (tb=cc, voir figure 2b). Les équations bilan donnent: Soit une variation absolue et relative de photocourant obtenue en 15 commutant l'aimantation ou la polarisation optique (s=+1ù>c=-1) égale à : 2x J, =I _ 11l h =û1) = 13rd 1V le «g= 1) +.y observons donc que la polarisation f mesuré dépend du rapport 'eh c'est-à-dire du rapport entre flux sortant et flux 25 rentrant de trous polarisés. 20 Nous photocourant de trous mesurée peut devenir arbitrairement grande si le temps d'injections de trous depuis l'électrode inférieure est court devant le temps d'éjection. Ceci peut être avantageusement obtenu avec une structure à barrière symétrique en jouant sur le bias appliqué ou avec des barrières asymétriques. Il est également à noter que l'amplitude du photocourant effective de 5 Dans un second cas où nous laissons l'opportunité aux trous de franchir la barrière inférieure par effet tunnel pour être absorbés au niveau de l'électrode inférieure (ib«th, voir la figure 2a) à plus faible bias, la résolution des équations bilan donne : Aj, = 1) ,jph (Z = -1) = e c d [2rrb K P 10 Pour les deux cas de figure envisagés (figure2a et figure 2b), nous pouvons affirmer que l'asymétrie de photocourant peut devenir arbitrairement grande dans le cas où le temps de transit des trous vers l'électrode inférieure est grand devant le temps de transit des trous du puits vers la zone de stockage. Nous devons également noter que le photocourant peut même 15 changer de signe lorsque la polarisation lumineuse ou la direction d'aimantation de l'électrode ferromagnétique est inversée ce qui peut conduire à un fonctionnement des dispositifs en mode bipolaire. La diode résonnante selon l'invention est utilisée pour de multiples 20 applications. A titre d'exemple non limitatif, nous décrivons par la suite quelques unes des applications envisageables. Pour une première application, la diode résonnante permet, dans le régime statique, de générer un signal électrique de sortie (photocourant ou photovoltage) dont l'amplitude est déterminée par l'état de polarisation du 25 faisceau laser relativement à la configuration magnétique de l'électrode supérieure. Cette propriété peut-être mise à profit pour la réalisation de capteurs magnétiques ou capteurs de polarisation lumineuse en éléments simples ou en multi-éléments disposés en matrice. Pour une seconde application, la diode résonnante permet, dans 30 le régime intermédiaire jusqu'au régime RF de mesurer une modulation de polarisation d'un flux lumineux par la détection de la modulation d'un signal électrique (photocourant, photovoltage) photogénéré. Pour une troisième application, la diode résonnante permet d'obtenir la fonction mélangeur par excitation d'une onde électromagnétique de fréquence S2 selon le schéma de principe illustré à la figure 3. Pour une quatrième application, la diode résonnante permet la synchronisation d'une assemblée de nano-oscillateurs, par exemple à transfert de spin, (N-OST = jonctions tunnel magnétique) par éclairement sous laser bimode-bifréquence comme illustré par la figure 4. REVENDICATIONS1. Diode résonante à polarisation de spin pour la conversion d'une polarisation lumineuse en signal de photocourant comprenant successivement selon la direction de croissance des couches de matériaux de la diode un substrat semiconducteur (S), une électrode inférieure (C) et une électrode supérieure , et caractérisée en ce que l'électrode supérieure est une couche ferromagnétique (FM) portant une aimantation (M), et en ce qu'elle comporte également entre l'électrode inférieure (C) et l'électrode supérieure (FM) un empilement de trois couches (BI, W, B2) constitué d'une première barrière (B2) pour des porteurs formée par un matériau semiconducteur, d'une couche centrale (W) d'un matériau semiconducteur d'énergie de transition optique différente de (B2) et d'énergie de transition optique différente du substrat (S) et de l'électrode inférieure (C) et d'une seconde barrière (Bl) pour des porteurs formée par un matériau semiconducteur d'énergie de transition optique différente de la couche centrale(W) de sorte que le dit empilement (BI, W, B2) forme entre les dites barrières une zone de confinement de porteurs injectés électriquement et/ou pompés par absorption lumineuse et permettant une absorption optique résonante au niveau de la couche centrale (W). 2. Diode selon la revendication 1, caractérisée en ce que la première barrière (B2) comporte une épaisseur différente de la seconde barrière (BI) de sorte que le temps d'échappement tunnel des porteurs au travers de la première barrière (B2) soit différent du temps d'échappement tunnel des porteurs au travers de la seconde barrière (B1). 3. Diode selon la revendication 1, caractérisée en ce que la première barrière (B2) est constituée d'un matériau sensiblement différent du matériau constituant la seconde barrière (Bl) de sorte que le temps d'échappement tunnel des porteurs au travers de la première barrière (B2) soit différent du temps d'échappement tunnel des porteurs au travers de la seconde barrière (BI ). 4. Diode selon la revendication 1, caractérisée en ce qu'une tension est appliquée entre les électrodes inférieure et supérieure de sorte que le tempsd'échappement tunnel des porteurs au travers de la première barrière (B2) soit différent du temps d'échappement tunnel des porteurs au travers de la seconde barrière (BI). 5. Diode selon l'une quelconque des revendications 2 à 4, caractérisée en ce que le temps d'échappement des porteurs au travers de la seconde barrière (BI) est supérieur au temps d'échappement de la première barrière (B2). 6. Diode selon l'une quelconque des revendications précédentes, caractérisée en ce que la seconde barrière (B1) est en contact direct avec 10 l'électrode supérieure ferromagnétique (FM). 7. Diode selon l'une quelconque des revendications 1 à 5, caractérisée en ce qu'elle comporte également entre l'électrode ferromagnétique (FM) et la seconde barrière (BI) un contact tunnel (B'1). 8. Diode selon l'une quelconque des revendications précédentes, 15 caractérisée en ce que l'électrode supérieure ferromagnétique (FM) possède une aimantation (M) orientée selon la direction de croissance des matériaux par application d'un champ magnétique. 9. Diode selon l'une quelconque des revendications 1 à 7, caractérisée en ce que l'électrode supérieure ferromagnétique (FM) possède une 20 aimantation (M) orientée selon la direction de croissance des matériaux.