Conclusion

A défaut de pouvoir expliquer nos expériences, nous pouvons résumer les principales

ob-servations. Le point-clé est l’observation d’un fond plat de la conductance différentielle autour

du niveau de Fermi. Ceci est tout à fait inattendu. L’évolution de la position des maxima de

conductance différentielle est également singulière : pour des épaisseurs faibles (moins de 72

nm), elle varie très peu et se rapproche rapidement du niveau de Fermi ensuite. Pour ce qui est

de la largeur 2E_gdu "mini-gap", celle-ci diminue moins rapidement que ce qui est prévu à partir

des équations d’Usadel à forte épaisseur.

Une suite à donner à ces travaux serait de refaire les mêmes échantillons en jouant cette fois

sur la vitesse de dépôt de l’or. Ce faisant, nous pourrions modifier la taille des grains et voir si en

diminuant celle-ci (en augmentant la vitesse de dépôt) l’accord avec les prédictions des équations

d’Usadel sont meilleures. Inversement, nous pourrions étudier des systèmes balistiques avec la

même géométrie.

Chapitre 4

Effets de proximité dans un alliage

ferromagnétique dilué

Comme nous l’avons vu précédemment, l’étude de bicouches F-S à base de PdNi a permis à

T. Kontos et collaborateurs [66] de réaliser les premières mesures de densités d’états du régime

π et aussi dans le régime 0. Ces expériences suscitent un certain nombre de questions,

notam-ment en ce qui concerne les faibles amplitudes de supraconductivité induite. Celles-ci ont été

expliquées [71] par une faible transparence de barrière à l’interface F-S. Nous pouvons ainsi

nous demander si des effets plus grands ne peuvent être observés en changeant de matériaux et

en cherchant à améliorer cette interface. Par ailleurs, aucune mesure de l’état 0 ou de l’étatπn’a

été réalisée localement. Ainsi, on ne sait si des modulations spatiales de la densité d’états sont à

prendre en compte ou non. En effet, on pourrait imaginer que les mesures précédemment citées

correspondent en fait à une moyenne entre des régions où le régimeπ est de forte amplitude et

d’autres où celle-ci est quasi-nulle. Le même effet est envisageable aussi pour l’état 0. C’est à

ces questions que nous allons tenter de répondre. Les couches de cupro-nickel que nous avons

utilisé ont déjà servi de base au travail de thèse d’H. Sellier [69], et des interrogations subsistent,

notamment sur l’introduction d’un retournement des spins dans le métal ferromagnétique sur

une très faible longueur L_sf ≃2,7 nm. L’autre but de ces travaux est ainsi de confirmer cette

valeur à partir non pas de mesures de courant critique comme l’a fait H. Sellier mais à partir

d’études de la densité locale d’états.

4.1 Fabrication des échantillons

Les échantillons sont fabriqués dans un bâti sous vide secondaire présentant une pression

résiduelle de l’ordre de 10⁻⁷ mbar, atteinte grâce à l’utilisation d’une pompe à diffusion. Les

cibles de Cu₅₀Ni₅₀et de niobium sont placées sur un magnétron et refroidies par une circulation

d’eau. Le dépôt est réalisé par pulvérisation cathodique des cibles, grâce à une pression d’argon

de 1,6.10⁻²mbar. Le substrat est une plaque de silicium de trois pouces de diamètre (≃7,6 cm).

Avant dépôt, celle-ci est décapée par un plasma d’argon pendant quelques minutes. Puis elle est

placée au-dessous du cache de la cible de niobium. Nous établissons le plasma de ce matériau

puis le cache est ouvert pendant 25 s. Ce temps est suffisant pour déposer environ 200 nm de

niobium. Ensuite, le cache est refermé, l’échantillon est immédiatement amené au-dessus de la

cible de cupro-nickel et le même processus est répété. Pour chaque matériau, le taux de dépôt

n’est pas vérifié au cours de l’élaboration de la couche. Celui-ci a été déterminé au préalable en

fonction des conditions expérimentales au cours du dépôt. La réalisation de ces échantillons a

lieu dans la salle blanche de la plate-forme PROMES du DRFMC/CEA Grenoble. Les plaques

sont ensuite transférées sous vide primaire dans notre laboratoire où elles sont découpées avant

d’être conservées sous vide secondaire statique de 5.10⁻⁶ mbar. Ces couches sont très stables

avec le temps et souffrent peu de l’oxydation de la surface. Après un mois de conservation, un

contact tunnel peut être établi sans difficulté à très basse température. Nous avons ainsi étudié

six plaques dont les caractéristiques ne diffèrent que par l’épaisseur de cupro-nickel déposée.

FIG. 4.1 –Epaisseurs de CuNi effectivement déposées en fonction de la position sur le substrat pour un

dépôt nominal de 210 nm au plus. L’épaisseur la plus importante ne se trouve pas au centre, et l’épaisseur

la plus faible est environ 50%de l’épaisseur maximale [68].

De par la géométrie de la chambre de dépôt utilisée et la taille du substrat, l’épaisseur

dépo-sée varie en fonction de la position sur la plaque de silicium. Un gradient d’épaisseur apparaît

donc sur les couches déposées sur le substrat, ainsi que montré sur la Fig. 4.1. Ce gradient

ne change pas les propriétés de la couche de niobium : l’épaisseur minimale reste de l’ordre

de 100 nm, soit bien supérieure à la longueur de cohérence (9 nm). Ainsi, aucune différence

n’est visible. En revanche, la variation d’épaisseur de la couche ferromagnétique constitue un

avantage, puisqu’à partir d’un même substrat, nous obtenons des échantillons d’épaisseurs

dif-férentes. Comme ceux-ci ont été réalisés ensemble, ils ont les mêmes propriétés d’interface. Les

épaisseurs de cuivre-nickel sondées font l’objet de la table 4.1.

Substrat 1 2 3 4 5 6

emin, CuN i(nm) 1,7 2,8 3,5 4,9 5,2 10,5

emax, CuN i(nm) 3,3 5,3 6,6 9,3 10 20

t_{CuN i}(s) 5 8 10 14 15 30

TAB. 4.1 – Gammes d’épaisseur de cuivre-nickel sondées sur les différentes plaques étudiées.

Nous donnons le temps d’ouverture du cache correspondant.