En 2008, une nouvelle famille de supraconducteurs à base de fer et d’arsenic avec des températures critiques élevées (la Tc maximum est d’environ 55K) a été découverte [1-3], succédant aux cuprates quelques vingt ans plus tard !

Figure 1 : Mesure de résistance en fonction de la température dans SmFeAsO0.85 (P. Toulemonde, J. Marcus, A Sulpice, Institut Néel, CNRS et Université Joseph Fourier, Grenoble, France). La transition supraconductrice s’effectue à une température supérieure à 50K !

De manière similaire aux cuprates, les matériaux de la famille des pnictures ont une structure lamellaire et comportent des couches en FeAs qui, dans une certaine mesure, sont analogues aux plans actifs CuO2 dans les cuprates (voir à titre d’exemple la structure du composé SmFeAsO1-x , Fig. 1). Par exemple, dans le composé SmFeAsO1-x que nous avons étudié les plans FeAs s’alternent avec les plans de réservoir de charge de SmO.

Figure 2 : a) Structure dans SmFeAsO1-x. Les plans FeAs s’alternent avec les plans de réservoir de charge de SmO. Code de couleur : Gris : Fe ; Vert : As ; Bleu : Sm ; Rouge : Oxygène. b) Tétraèdre formé par quatre atomes d’arsenic au centre duquel se situe un atome de fer à l’intérieur de chaque bloc élémentaire.

A l’intérieur d’une couche FeAs, chaque atome de fer est placé au centre d’un tétraèdre formé par quatre atomes d’arsenic (Fig 2).

Comme les cuprates, la supraconductivité est introduite par dopage qui peut s’effectuer de plusieurs manières. L’une d’elles est la substitution des atomes d’oxygène (dopage ‘hors plan’), ou de fer (dopage dans le plan actif). Les composés parents (stœchiométriques) sont en général métalliques ou semi-métalliques et sont, de plus, antiferromagnétiques (voir Fig. 3).

Figure 3 : Digramme de phase en fonction du dopage et de la température. La supraconductivité est présente à l’intérieur d’un dôme, dans un intervalle restreint de dopage et de température. Dans la zone sous-dopée, il y a coexistence de la supraconductivité et de l’antiferromagnétisme.

De nombreuses questions fondamentales se posent concernant ces nouveaux matériaux, dont la compréhension pourrait éclairer à postériori la physique des supraconducteurs à HTc : peuvent-ils être décrits par la théorie canonique de Bardeen, Cooper et Schrieffer (BCS) [4] ? Quel est le mécanisme de couplage responsable de la supraconductivité ? S’agit-il de phonons ou d’un mécanisme plus « exotique » tel que l’échange d’un « magnon » ? Quelle est la symétrie du paramètre d’ordre ?

Figure 4 : a) Echange d’un phonon : l’interaction entre électrons est médiée par le réseau cristallin. Une vibration du réseau atomique est induite par un électron lors d’un choc. Celle-ci est ensuite absorbée par un autre électron. b) Echange d’un « magnon » : l’excitation est ici d’ordre magnétique. Une onde de densité de spin est induite par une interaction avec un électron. Cette excitation est à son tour absorbée par un autre électron.

Pour tenter de répondre à ces questions, nous avons étudié par spectroscopie tunnel trois types de composés : deux supraconducteurs à base de fer et d’arsenic, SmFeAsO0.85 et SmFeAsO0.9F0.1 ainsi qu’un composé à base de fer et de sélénium qui est rendu supraconducteur par substitution des atomes de sélénium par du télurium : FeSe0.5Te0.5.

Les échantillons sont fabriqués par P. Toulemonde (Institut Néel, Grenoble) et se présentent sous la forme de petits grains polycristallins dont la taille est de l’ordre de 0.1mm. Pour cette raison, comme nous l’avions déjà fait pour MgB2 (lien) ou Ba8Si46 (lien), nous avons choisi de les coller sur une pointe métallique en PtIr (voir Fig. 5). Grâce au clivage sous ultra-vide, on obtient en principe une surface propre, exempte de contamination. Cette géométrie présente néanmoins l’inconvénient de ne pas permettre une étude spectroscopique locale en différents points de la surface de l’échantillon. Cependant, les variations topographiques de l’échantillon à la surface de la contre-électrode, un échantillon monocristallin d’or, permettent néanmoins de sonder différents orientations de la pointe.

Figure 5 : Schéma de la mesure de spectroscopie tunnel dans SmFeAsO0.85, en « géométrie pointe ». Dans les deux échantillons à base de FeAs, nous observons une famille de spectres similaires : Dans certains spectres, deux énergies caractéristiques peuvent être distinguées, respectivement 31 meV pour la plus basse énergie et 81meV pour la plus grande. D’autres spectres présentent un pic à tension nulle, superposé sur un fond « en V », déjà observé dans le cuprate dopé électron Sm 1.85 Ce 0.15 CuO2 (A. Zimmers et al., Phys. Rev. B 76, 132505 (2007))

Figure 6 : Spectres caractéristiques observés dans SmFeAsO0.85. Les flèches bleues et rouges précisent les énergies caractéristiques (respectivement associées au petit et au grand gap). En revanche dans FeSe0.5Te0.5, nous observons un spectre qui peut être convenablement décrit par la théorie de Bardeen-Schrieffer-Cooper [4]. D’autres spectres présentent également un pic à tension nulle ou encore une sorte un spectre sans pic de quasiparticule, mais de manière plus marginale que dans les échantillons à base de FeAs.

Les deux énergies caractéristiques observées dans SmFeAsO0.85 et SmFeAsO0.9F0.1 pourraient être associées à un double gap, de manière analogue à MgB2 (ou encore NbSe2) mais avec néanmoins une différence notable liée à la forme du couplage entre les deux bandes. Plus précisément, nos premières analyses seraient favorables au modèle théorique de Mazin et al. [5] qui ont proposé un modèle à deux bandes couplées par un couplage d’origine magnétique, donnant lieu à un changement de signe du paramètre d’ordre entre les deux bandes. Nos travaux ont récemment été publiés dans la revue « Journal of physics : condensed matter » [6].

[1] Y. Kamihara, T. Watanabe, M. Hirano, H. Hosono, J. Am. Chem. Soc. 130, 3296 (2008).

[2] T. Y. Chen, Z. Tesanovic, R. H. Liu, X. H. Chen and C. L. Chien, Nature 453,1224 (2008).

[3] H. Takahashi, K. Igawa, K. Arii, Y. Kamihara, M. Hirano and H. Hosono, Nature 453, 376 (2008).

[4] “Theory of superconductivity”, J. Bardeen, L. N. Cooper, and J. R. Schriffer, Phys. Rev. 108, 1175 (1957).

[5] I. I. Mazin, D. J. Singh, M. D. Johannes, and M. H. Du, Phys. Rev. Lett. 101, 057003 (2008).

[6] Y Noat, T Cren, V Dubost, S Lange, F Debontridder, P Toulemonde, JMarcus, A Sulpice, W Sacks and D Roditchev, J. Phys. : Condens. Matter 22, 465701 (2010).