Couches minces d'oxyde d'étain: la localisation faible et les effets de ...

7.3 Localisation faible et l’interaction électron-électron sous champmagnétique intense∆σ/G 0 versus ln(B/B φ ), elles se chevauchent (ce que nous avons récemment observéDauzhenka et al. (2010) ; voir Figure (7.15)). Les lignes solides noires sur cette Figure(7.14) sont les extensions des courbes de “fit”, obtenues avec l’Eq. (7.18), aux champsmagnétiques élevés. On peut constater que ces courbes noires s’écartent des donnéesde magnétoconductivité aux champs élevés. La ligne solide rouge sur la Figure (7.14)présente le comportement asymptotique de la magnétoconductivité (pour B ≫ B tr ),décrite par Dyakonov (1994); Zduniak et al. (1997) :tel-00589730, version 1 - 1 May 2011√∆σ(B) Btr= −7.74G 0 B , (7.20)où B tr = 0.34 Tesla (échantillon : 210308-1b) [Dauzhenka et al. (2011)].Notons que les données présentées sur la Figure (7.14) peuvent aussi être ajustéespar l’expression qui décrit les corrections issues de l’interaction entre les électrons dansla voie de Cooper [Altshuler, B. L. et al. (1982)], soutenant les résultats de Gornyi(2001); Groshev & Novokshonov (2000) qui suggèrent que le cooperon préserve sa formedans toute la gamme des champs magnétiques classiquement forts (l < R c , R c étantle rayon cyclotron). Par contre, nous n’avons pas considéré la non-localité spatiale et√temporelle de la constante de diffusion dans le régime ballistique (l >eB ) suggéréepar Gornyi (2001); Groshev & Novokshonov (2000).Nous avons pour la magnétoconductivité :σ xx (B) = σ D xx(B) + ∆σ WLxx (B) + ∆σ EEIxx (B) (7.21)oùσ D xx(B) =σ 01 + (ω c τ) 2 (7.22)est la conductivité de Drude en présence du champ magnétique, et ω c = eBmest ∗la pulsation cyclotron; m ∗ est la masse effective. A fort champ magnétique, quandB ≫ k B T/(4eD) (B ≫ B tr ) et quand la contribution de la localisation faible à lamagnétoconductivité est supprimée (∆σ WLxx (B) = 0) :∆σxxEEI (B)G 0= ln[1 + λ 0 ln(ε 0 τ)1 + λ 0 ln( ε 0τ B tr(7.23)h B)]151