1.4 Introduction aux oscillations quantiques :
2.3.5 Diagramme de phases sous champ :
Dans les plans CuO2 d’YBa2Cu3O6+δ le rapport entre la longueur de p´en´etration (λ =
0.8 µm) et la longueur de coh´erence (ξ = 0.003 µm) est κ = 270. Les supraconducteurs `a haute temp´erature critique sont donc des supaconducteurs de type II extrˆeme. Le champ magn´etique va p´en´etrer sous forme de vortex dans ces ´echantillons.
Figure 2.22 – Diagramme de phases champ magn´etique temp´erature dans le cas (a) de
Un mod`ele d´evelopp´e par Fisher [4] permet de d´ecrire les diff´erentes phases que les compos´es pr´esentent sous champ magn´etique en accords avec les mesures [90, 91]. Ce mod`ele est bas´e sur une approche de type champ moyen de l’´equation de Ginzburg Landau. Le param`etre principal est le rapport d’anisotropie de la longueur de coh´erence dans le plan et perpendiculaire aux plans R = ξabξc . Le graphique 2.22 repr´esente le diagramme de phases pr´edit par le mod`ele dans le cas de Bi2Sr2−xLaxCuO6+δR ' 50 (a) et d’YBa2Cu3O6+δR ' 5 (b). A champ nul, le compos´e pr´esente une phase de type Meissner o`u le champ ne p´en`etre pas dans le compos´e. Si on augmente le champ magn´etique, le compos´e transite vers une phase dite solide de vortex o`u le champ p´en`etre sous forme de quantum de flux. Ces vortex sont ancr´es dans le compos´e et ne peuvent pas bouger. Si on augmente encore le champ magn´etique les vortex vont se d´esancrer et le compos´e va transiter (Birr) vers une phase dite
liquide de vortex. La gamme de champ et de temp´erature sur laquelle le compos´e va pr´esenter cette phase liquide de vortex d´epend du facteur R. Dans les supraconducteur de types II conventionnels, la phase liquide de vortex est tr`es proche de Hc2. Dans les hauts Tc, `a cause
de la forte anisotropie et de la faible longueur de coh´erence, la phase liquide de vortex existe sur une large gamme de champ et de temp´erature [92]. Le diagramme de phases sous champ (fig. 2.22) pr´esente, dans le cas de Bi2Sr2−xLaxCuO6+δ (a), une phase de vortex liquide sur une tr`es large gamme de champ et de temp´erature. Dans le cas d’YBa2Cu3O6+δ (b), le rapport d’anisotropie est dix fois moins fort et la gamme de champ sur laquelle la phase de vortex liquide s’´etend est plus restreinte. A tr`es basse temp´erature, le champ critique Bc2
obtenue en champ moyen est plus proche du champ irr´eversible Birrdans YBa2Cu3O6+δque dans Bi2Sr2−xLaxCuO6+δ. Pour r´ev´eler l’´etat normal, il faut encore augmenter le champ magn´etique. Cette transition entre l’´etat liquide de vortex et l’´etat normal (Hc2) n’est pas
une transition de phase thermodynamique `a cause de la faible longueur de coh´erence. Cette transition est un crossover entre ces deux ´etats [4].
0 10 20 30 40 50 60 -0.02 0.00 0.02 0.04 0.06 C o u p l e m a g n é t i q u e ( a . u . ) B (T) H irr - R x y ( )
Figure 2.23 – Couple magn´etique et effet Hall en fonction du champ magn´etique dans YBa2Cu3O6.51 `a T = 1.5K.
La figure2.23repr´esente une mesure de couple magn´etique et d’effet Hall dans YBa2Cu3O6.51. A bas champ (B < 10 T), des anomalies apparaissent. Le m´ecanisme `a l’origine de ces sauts de flux sera d´etaill´e dans le chapitre 5. Pour B < Birr = 27 T, le compos´e pr´esente une phase solide de vortex. Cette phase est caract´eris´ee par une r´esistivit´e nulle en transport et une hyst´er´esis de l’aimantation. Quand B >> Birr le compos´e entre dans une phase de
liquide de vortex. Les mesures de transport r´ev`elent alors un signal diff´erent de z´ero. Le fait que la r´esistance soit non nulle dans une phase domin´ee par les vortex entre Birr et Bc2
est due `a un ph´enom`ene appel´e flux-flow. Chaque vortex contient un quantum de flux (φ0). Lorsque l’on soumet l’´echantillon `a un courant ~j, il en r´esulte une force de Lorentz :
~
F = ~j ∧ ~φ0 (2.3)
Pour les mesures sous champ puls´e, il faut aussi prendre en compte le courant induit par le dB/dt dans l’´echantillon. Dans l’´etat liquide de vortex, les vortex sont d´esancr´es et vont bouger `a cause de la force de Lorentz. Seule une force de viscosit´e va freiner leur mouvement. En faisant bouger les vortex, on cr´ee de la dissipation d’o`u l’apparition d’un signal r´esistif diff´erent de z´ero. Une bonne approximation pour la r´esistivit´e mesur´ee dans l’´etat de flux-flow est :
ρ = ρnormal∗ B Bc2
(2.4)
A tr`es fort champ, autour de 50 T, les mesures de transports changent de comportement et aucune anomalie du couple magn´etique n’apparaˆıt. Mˆeme si il subsiste des excitations de type vortex, on peut penser qu’`a partir de ce champ, ce sont les quasiparticules de l’´etat normal qui dominent.
A bas champ, B < Birr, la mesure de couple magn´etique r´ev`ele une hyst´er´esis de l’aimanta-
tion. L’origine du m´ecanisme est similaire `a celui du flux flow et est due `a la force de Lorentz entre le courant induit par le dB/dt et les vortex. Si les vortex sont ancr´es, le compos´e va subir une force dont la direction d´epend du courant induit et donc du signe de dB
dt. Comme
dB/dt change de signe durant le pulse, la force r´esultante sur l’´echantillon va aussi changer de signe. Au dessus du champ irr´eversible les vortex sont libre de se d´eplacer et l’hyst´er´esis disparaˆıt.