Bilan et discussion

La Fig.5.11résume la dispersion du phonon mou LO de 2H-NbSe2à plusieurs températures et à deux pressions différentes : 3.5 GPa et 16 GPa.

Nous avons déjà constaté que l’énergie du phonon mou dépendait fortement de la température, et que la variation d’énergie du mode mou en fonction de la température était plus importante à 3.5 GPa qu’à 16 GPa. En revanche, lorsqu’on compare les données à 300 K, il semble que le creux dans la dispersion soit plus profond à 16 GPa qu’à 3.5 GPa.

Par ailleurs, cette figure montre aussi que la première partie de la branche (pourh <0.2) ne dépend pas de la température. En revanche, la première partie de la branche dépend assez nettement de la

Figure ^{5.10 – Comparaison entre les dépendances en température des phonons mous en (0.375,0,0) de}

2H-NbS₂(Longitudinal Optique et Longitudinal Acoustique) et celle du phonon mou optique en (0.35,0,0) de 2H-NbSe₂ (à 0 GPa, les données proviennent de [132]). L’ordonnée correspond à l’énergie au carré. Les lignes correspondent aux régressions linéaires pondérées par les incertitudes.

pression : entre 3.5 GPa et 16 GPa, son énergie augmente d’environ 3 meV.

Dans le modèle de phonon le plus simple, l’énergie est proportionnelle à^pk/m, oùkest la constante de force entre deux atomes etmla masse de ces atomes. La pression a tendance à rapprocher les atomes au sein du cristal, ce qui raidit les potentiels d’interaction et accroît les constantes de force. En conséquence l’énergie des phonons a tendance à augmenter sous pression. L’augmentation d’énergie d’environ 3 meV de la partieh <0.2 est donc un comportement tout à fait usuel.

En revanche, concernant le phonon mou, nous n’avons pas encore complètement élucidé les raisons du comportement observé :

• la dépendance en température du phonon mou dans la gamme 20–300 K semble indiquer la présence de forts effets anharmoniques, comme nous l’avons déjà évoqué dans le cas de 2H-NbS2. Étant donné que la première partie de la branche, pourh < 0.2, ne dépend pas de la température, ces effets semblent localisés principalement entreh= 0.2 eth= 0.5.

• dans le cas de 2H-NbS₂, nous avons montré que l’amplitude du creux dans la dispersion semblait dé-terminée par l’équilibre entre les effets anharmoniques et le couplage électron-phonon. Le couplage électron-phonon avait tendance à diminuer l’énergie du phonon mou, tandis que les effets anharmo-niques produisait l’effet inverse. Sur la Fig.5.11, les effets anharmoniques (phonon-phonon) sont à priori maximaux sur les courbes à la température la plus élevée : 300 K. Or, à cette tempé-rature, l’amplitude du creux dans la dispersion est plus importante à 16 GPa qu’à 3.5 GPa. Ceci suggère donc deux possibilités : à 16 GPa, soit les effets anharmoniques sont réduits, soit le couplage électron-phonon est plus fort. Mais, étant donné que la variation d’énergie du phonon mou entre 300 et 20 K est plus faible à 16 GPa qu’à 3.5 GPa, et que la CDW disparaît au delà dePCDW= 4.6 GPa, la première hypothèse semble plus probable.

5.4 Conclusion

Dans ce chapitre, j’ai présenté la dispersion du phonon mou longitudinal optique de 2H-NbSe₂, que nous avons obtenu par des mesures IXS sous pression à basse température, de 0.2 à 16 GPa et de 300 à 20 K. La comparaison des dépendances en pression et des dépendances en température montre que ces deux paramètres ont une influence très différente sur les phonons mous.

(a)

(b)

Figure ^{5.11 – 2H-NbSe}2 : Dispersion du phonon mou LO à plusieurs températures et à deux pressions différentes : (a) 3.5 GPa et (b) 16 GPa. Les lignes sont des guides pour les yeux

• À pression constante, l’augmentation de la température de 20 K à 300 K, conduit à une résorption rapide du creux dans la dispersion, tandis que la partie proche du point Γ (h <0.2) est indépendante de la température.

• À température constante, l’augmentation de la pression conduit à un décalage vers les énergies supérieures de toute la branche de phonon, tandis que l’amplitude du creux dans la dispersion est quasiment constante.

Je constate que le phonon mou est toujours présent à 16 GPa, bien que l’état fondamental à tem-pérature nulle à cette pression ne soit pas l’état onde de densité de charge. À 16 GPa, l’extrapolation à température nulle de l’énergie du phonon mou optique donne une énergie positive, de façon analogue à 2H-NbS2. La dépendance en température du mode mou à 3.5 GPa et 16 GPa est compatible avec une loi quadratique caractéristique du champ moyen.

Nous avons pu résoudre la largeur du phonon mou avec une précision de l’ordre de 20%. Cette largeur est maximale au minimum du creux dans la dispersion. Elle semble être indépendante de la température mais diminuer avec la pression, ce qui pourrait témoigner d’une réduction progressive du couplage électron-phonon avec la pression.

Par ailleurs, je constate que l’amplitude de la dépendance en température est plus faible à 16 GPa (≈4 meV) qu’à 3.5 GPa (≈9 meV), mais que, à 300 K, le creux dans la dispersion semble plus marqué à 16 GPa qu’à 3.5 GPa. En conséquence, je suggère que les effets anharmoniques sont réduits quand la pression augmente.

Finalement, le résultat principal de ce chapitre est que le phonon mou observé dans 2H-NbSe₂ per-siste jusqu’à 16 GPa, soit bien au delà de la pression critiquePCDW= 4.6 GPa où disparaît la CDW. J’ai déjà évoqué que laTc ne subit pas de variations brusques jusqu’à 20 GPa, et qu’elle reste aux alentours de 8 K. Je peux donc affirmer que 2H-NbSe2 sous pression est très similaire à 2H-NbS2. Ces résultats suggèrent alors fortement que les phonons mous jouent un rôle prépondérant dans les propriétés supra-conductrices des deux composés. Pour établir une analogie complète entre les deux composés, il faudrait pouvoir mesurer le gap supraconducteur de 2H-NbSe2 sous pression. Ceci n’est pas encore possible ex-périmentalement, mais à l’avenir, nous envisageons d’essayer de développer des mesures de longueur de pénétration magnétique sous pression.

Troisième partie

Chapitre 6

Techniques expérimentales II

Dans ce chapitre, je présente les techniques de mesures des propriétés supraconductrices. Ce second volet complète et termine la présentation des techniques expérimentales initiée au chapitre2.

Après une introduction générale sur les propriétés magnétiques d’un supraconducteur, je présenterai, dans l’ordre : la technique de l’oscillateur à diode tunnel pour la mesure de longueur de pénétration magnétique, puis la technique des micro-sondes Hall pour la mesure du premier champ critique, et, dans la dernière partie, je présenterai brièvement la mesure du second champ critique par mesure de chaleur spécifique AC et mesure de susceptibilité magnétique AC locale différentielle.

6.1 Propriétés magnétiques d’un supraconducteur