Institut des
NanoSciences de Paris
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Les mystérieux cuprates supraconducteurs

En 1986, plus de soixante-dix ans après la découverte de la supraconductivité par Kammerlingh Onnes, deux chercheurs d’IBM, J. Georg Bednorz and K. Alexander Müller (prix Nobel de physique 1987) remettent ce phénomène au coeur de l’actualité scientifique en mettant en évidence la supraconductivité dans un oxyde de baryum-lanthane-cuivre à la température étonnamment haute de 35 K. Une nouvelle famille de supraconducteurs vient de naître ! Peu de temps après cette tornade scientifique, d’autres composés de la même famille voient le jour avec des températures critiques au fil du temps de plus en plus élevées. Le record de température est aujourd’hui de 133K dans HgBa2Ca2Cu3Ox. Ces composés ont tous des structures différentes mais ont en commun les plans « actifs » CuO2 au sein desquels se forme la supraconductivité.

Figure 1 : Structure cristalline de La2CuO4 . La supraconductivité est induite dans ce matériau par substitution des atomes de lanthane par des atomes de strontium, ce qui donne le composé La2-xSrxCuO4. La température critique pour un dopage optimale (pour lequel la TC est maximum) vaut TC=42 K. {JPEG}
Figure 1 : Structure cristalline de La2CuO4 . La supraconductivité est induite dans ce matériau par substitution des atomes de lanthane par des atomes de strontium, ce qui donne le composé La2-xSrxCuO4. La température critique pour un dopage optimale (pour lequel la TC est maximum) vaut TC=42 K.

La supraconductivité dans ces matériaux est fort complexe et son mécanisme, après plus de vingt cinq années de recherche, n’est toujours pas complètement élucidé. Les températures critiques sont certes bien plus élevées que la limite prévue par la théorie « BCS » [1] - ce qui laisse penser à un mécanisme microscopique différent - mais le fait le plus intéressant réside peut-être dans le fait que la supraconductivité dans les cuprates n’est pas décrite de façon satisfaisante par cette théorie.

Si la solution du problème n’est pas encore trouvée à l’heure d’aujourd’hui, ces deux décennies de recherche ont néanmoins permis de clarifier un grand nombre de points importants : De manière surprenante, les composés parents (i.e. les mêmes composés en l’absence de dopage), parfaitement stœchiométriques, sont anti-ferromagnétiques (voir le diagramme de phase, Fig. 2) ! La supraconductivité s’établit par dopage, introduit soit par le biais d’un déficit en oxygène ou encore par substitution d’atomes (dans les plans Cu02 ou hors des plans). Le signe des porteurs de charge dépend du type de dopage et le diagramme de phase est asymétrique en fonction de celui-ci : Il est différent pour des porteurs de type ’trou’ et pour des porteurs de type ’électron’. Par ailleurs, l’amplitude  du paramètre d’ordre supraconducteur en fonction du dopage ne suit pas la courbe en forme de dôme de TC. Contrairement à ce qui se passe pour un supraconducteur conventionnel , l’amplitude du gap et la température critique ne sont pas proportionnels.

Figure 2 : Diagramme de phase schématique dans les cuprates. Celui-ci est asymétrique en fonction du dopage, de type « trou » (le plus courant) ou de type « électron ». {JPEG}
Figure 2 : Diagramme de phase schématique dans les cuprates. Celui-ci est asymétrique en fonction du dopage, de type « trou » (le plus courant) ou de type « électron ».

Dans les supraconducteurs conventionnels, les électrons interagissent avec le réseau cristallin, ce qui donne lieu à une interaction effective attractive entre électrons. L’énergie caractéristique dans ce processus est la fréquence de vibration du réseau cristallin, ou fréquence de Debye. Cela conduit à une température critique maximum qui est typiquement de l’ordre de 30K. Or, les températures critiques dans les cuprates dépassent largement cette limite, ce qui laisse penser que le mécanisme de formation des paires est de nature différente. A l’heure d’aujourd’hui, on ne connaît donc pas encore avec certitude la ’colle’ qui agit au niveau microscopique et provoque cet appariement. Parmi les hypothèses les plus probables - mais qui reste à confirmer – figure celle d’une colle d’origine magnétique. Outre le diagramme de phase particulier (notamment la mystérieuse phase ‘pseudo gap’), la présence de paire de Cooper, le caractère bidimensionnel de la supraconductivité a été mis en évidence. Une des expériences les plus probantes a été réalisée par Choi et al. [2] qui a intercalé des molécules de taille suffisamment grosse afin de découpler les plans CuO2. Le résultat est sans équivoque : La supraconductivité est peu affectée par cette intercalation, ce qui prouve parfaitement le caractère ‘2d’ du phénomène.

Figure 3 : Spectre d'excitation dans Bi2Sr2CaCu2O8+δ à T=4.2K pour un dopage optimum. {JPEG}
Figure 3 : Spectre d’excitation dans Bi2Sr2CaCu2O8+δ à T=4.2K pour un dopage optimum.

La microscopie et spectroscopie tunnel dans ces composés est aussi riche d’enseignements : Le spectre d’excitation a une forme sensiblement différente que dans les supraconducteurs conventionnels [3] (voir figure 3, un spectre d’excitation typique dans d’états dans Bi2Sr2CaCu2O8+δ). Sa forme ‘en V’ serait plutôt en favorable à une symétrie ‘d’ du paramètre d’ordre, ce qui signifie que le ‘gap’ s’annule pour certaines directions dans l’espace réciproque et comporte également des changements de signe en fonction de la direction dans cet espace. En outre, l’étude du supraconducteur Bi2Sr2CaCu2O8+δ pour des faibles dopages a montré qu’il existe des inhomogénéités à l’échelle nanométrique dans le spectre d’excitation : A basse température, deux type de densité d’états coexistent [4]. Outre des zones où la densité d’états a la forme « habituelle » dans ces composés, il existe aussi certaines zones où la densité d’états comporte une diminution au niveau de Fermi sans pic de quasiparticules visibles, appelée « pseudo-gap », et dont l’origine n’est à ce jour pas bien comprise. Sur la figure 4, la cartographie de la DOS montre la coexistence de ces zones supraconductrices (SC) et pseudo-gap (PG) réparties sur la surface. Certaines prédictions théoriques attribuent la phase pseudo-gap à un état de paires non condensées. Mais est-ce la bonne interprétation ?

Figure 4a : Cartes de la densité d'états deBi2Sr2CaCu2O8+δ. {JPEG}
Figure 4b : Spectres d'ecitation de Bi2Sr2CaCu2O8+δ. Dans certaines régions (B), les pics de cohérence disparaissent et l'abaissement de la densité d'états est moindre que dans les régions de pseudogap (A). {JPEG}
Figure 4 : Densité d’états dans Bi2Sr2CaCu2O8+δ. Dans certaines régions (B), les pics de cohérence disparaissent et l’abaissement de la densité d’états est moindre que dans les régions de pseudogap (A).

[1] « Theory of Superconductivity », J. Bardeen, L.N. Cooper et J.R. Schrieffer, Phys. Rev. 108, p. 1175-1204 (1957).

[2] “High-Tc superconductors in the two-dimensional limit : [(Py-CnH2n+1)2Hgl4]-Bi2Sr2Cam-1CumOy (m = 1 and 2)” J. H. Choy, S. J. Kwon, and K. S. Park, Science 280, p. 1589-1592 (1998).

[3] "Constraints on the quasiparticle density of states in high-Tc superconductors" T. Cren, D. Roditchev, W. Sacks and J. Klein, Europhys. Lett., 52 (2), p. 203–209 (2000).

[4] “Influence of Disorder on the Local Density of States in High- Tc Superconducting Thin Films” T. Cren, D. Roditchev, W. Sacks, J. Klein, J.-B. Moussy, C. Deville-Cavellin, and M. Laguës, Physical Review Letters 84 147, (2000).