Echantillon de diamant dopé au bore

Nous concluons ce chapitre par la brève présentation de résultats obtenus à basse tempé- rature sur un échantillon de diamant dopé au Bore préparé dans le groupe d’E. Bustarret15_.

De précédents résultats de spectroscopie tunnel obtenus au laboratoire ont révélé une densité

14. Les spectres montrés ici ont été obtenus pour le même ensemble de couronnes circulaires que celui représenté sur les deux autres cartes.

Résultats expérimentaux

d’états supraconductrice de type BCS dans ce semi-conducteur fortement dopé [113]. Nous montrons ici des mesures effectuées dans l’état mixte sur un échantillon de température critique Tc = 2.7 K.

Sur la figure1.18, nous présentons une vue tri-dimensionnelle de la topographie de surface du diamant. Le champ représenté est de 2 × 2 µm2_{. La cartographie spectroscopique de la}

hauteur du pic de cohérence représentée par un code de couleur est superposée sur l’image topographique. La surface présente une légère granularité fortement accentuée par le mode de représentation graphique comme en témoigne la rugosité RMS16_{de seulement 1.5 nm. On}

remarque aussi la présence de bandes parallèles de largeur typique ∼ 600 nm qui résultent de bandes vicinales présentes sur le substrat en diamant et qui sont reproduites lors de la croissance épitaxiale de la couche dopée.

Figure 1.18 Topographie et spectroscopie simultanément

mesurées sur un champ de 2 × 2 µm2_{, à T=45 mK pour}

H_⊥= 550 Oe.

En l’absence de désordre sus- ceptible d’ancrer les vortex, l’in- teraction répulsive entre vortex résultant des courants d’écran- tage produit un réseau régulier de symétrie triangulaire dont la maille élémentaire porte exacte- ment un quantum de flux ma- gnétique φ0 = h/2e, c’est le ré-

seau d’Abrikosov. Dans notre dia-

mant supraconducteur, la carte spectroscopique révèle l’agence- ment spatial des vortex (tâches sombres) en un réseau d’Abriko- sov fortement désordonné tradui- sant un ancrage important des lignes de flux sur les défauts du matériau17_{. Le flux total calculé}

à partir du nombre de vortex sur l’image1.18correspond cependant parfaitement au champ magnétique appliqué sur la surface considérée.

Il est important de noter que, sur ces images, les tâches sombres révélant les vortex ne donnent pas une mesure de la longueur de cohérence supraconductrice ξ mais seulement une mesure de l’affaiblissement du pic de cohérence. Cet affaiblissement apparaît loin du coeur de vortex défini par ξ, à une distance radiale correspondant typiquement au maximum de la densité de courant superfluide [63,122]. Cette distance correspond à λ, la longueur de péné- tration de London. Seule une étude de l’évolution spatiale de toute la DOS permet d’accéder à une estimation de la longueur de cohérence supraconductrice à partir d’un vortex [16,44]. La figure1.19 a été obtenue à partir d’une CITS comportant 10 000 spectres acquis sur une surface de 100 × 100 nm2 _{pour un champ magnétique H}

⊥= 550 Oe.

16. Acronyme de Root Main Square. Définition : RRM S=

q 1 n Pn i=1z 2

i où zi est l’écart entre la hauteur

du pixel considéré et le plan moyen.

Figure 1.19 Evolution spatiale de la DOS

intégrée pour |eV | < 2∆/3 autour d’un coeur de vortex. Image extraite d’une CITS obte-

nue pour H_⊥= 550 Oe et composée de 10 000

spectres acquis avec un pas de 1 nm. Après intégration pour les énergies |eV | <

2∆/3, nous présentons l’évolution spatiale de la densité d’états autour d’un coeur de vortex : celui-ci possède une forme irrégulière aux contours très accidentés qui brise la symétrie radiale usuelle. Ces fluctuations spatiales de la densité d’états à basse énergie à l’échelle nanométrique ne sont visibles que sous champ magnétique. Elles pour- raient résulter de fluctuations spatiales des pro- priétés normales (densité électronique par exemple), qui seraient masquées par l’état supraconduc- teur en champ nul. La comparaison avec des me- sures effectuées au-dessus de Tc, bien que moins

résolues en énergie, pourraient confirmer cette hypothèse.

On remarque aussi sur la figure 1.19 la pré- sence de nombreuses tâches sombres autour du

vortex : celles-ci correspondent à des résonances intra-gap dont l’extension spatiale est ∼ 1 − 2 nm. Pour mieux illustrer ce résultat, nous présentons figure 1.20 les résultats d’une CITS effectuée pour H_⊥ = 1800 Oe sur un échantillon de diamant de température critique

Tc = 1.6 K.

Figure 1.20 Panneau supérieur : carte de la hauteur du pic de cohérence issue d’une CITS

comportant 256 × 10 spectres sur une zone de 175 × 20 nm2 _{(pas (δ}

x,δy)=(0.7,2) [nm]). Panneau

inférieur : spectres où des résonances ont été détectées (position indiquées par cercles noirs sur la carte du pic de cohérence) autour du coeur (zones grises) et au centre du coeur (zone noire).

Résultats expérimentaux

Les résolutions spatiales horizontales et verticales sont respectivement δx = 0.7 nm et

δy = 2 nm. Le code de couleur utilisé pour la cartographie du rapport G(eV = ∆)/G(eV 

∆) permet d’identifier le coeur du vortex au centre comme la zone où le pic de conductance est le plus affaibli. En utilisant un algorithme numérique, nous avons ensuite détecté les spectres comportant des états résonnants à des énergies inférieures au gap : leurs positions sont indiquées par des cercles noirs sur la cartographie du pic de cohérence. Dans le panneau inférieur, nous présentons de tels spectres obtenus soit autour du coeur du vortex (zones pointillées grises), soit au niveau du centre du coeur (zone pointillée noire).

Malgré cette étude détaillée, ces résonances ne présentent ici aucune corrélation en posi- tion et/ou en énergie. Nous remarquons cependant qu’elles apparaissant préférentiellement et avec une intensité supérieure autour des coeurs et non pas au centre-même des coeurs. Ce résultat, en contradiction avec une observation antérieure, demande confirmation [113]. Il suggère aussi un rôle prépondérant joué par la densité de courant superfluide plutôt que par le champ magnétique dans l’apparition de ces états résonnants.

Pour terminer cette section, nous comparons sur la figure 1.21, la densité d’états au niveau du coeur de vortex pour différentes valeurs du champ magnétique perpendiculaire

H_⊥. Afin de s’affranchir des fluctuations mésoscopiques de la densité d’états, les spectres présentés correspondent à la moyenne spatiale de spectres situés à une distance d . 10 nm du centre du coeur. Le spectre en noir a été obtenu quant à lui par une moyenne spatiale dans une zone située loin des coeurs de vortex pour H_⊥= 250 Oe.

Figure 1.21 DOS mesurée loin d’un

coeur de vortex pour H_⊥ = 250 Oe

(noir) et au centre d’un coeur de vortex

pour H_⊥ = 250, 550, 1800 Oe (respecti-

vement rouge, bleu et magenta).

Il est quasi-identique aux spectres mesurés en champ nul. Les autres spectres sont obtenus au centre même de coeurs de vortex pour H_⊥ = 250, 550, 1800 Oe. A faible champ magnétique, la DOS n’est pas plate contrairement au cas du rhénium présenté en figure

1.17, mais correspond plutôt à celle d’un état su- praconducteur affaibli. Notre bonne résolution spa- tiale et le quadrillage complet effectué avec les CITS écarte toute possibilité d’avoir manqué le coeur du vortex (voir figure1.19). Habituellement, le coeur du vortex correspond à l’état normal du supraconduc- teur considéré : pour les supraconducteurs BCS, cet état normal est métallique et caractérisé par une den- sité d’états plate. Dans les cuprates, par contre, l’état normal (défini comme celui obtenu au-dessus de Tc)

présente un régime de pseudogap que l’on retrouve au niveau des coeurs de vortex (voir [53]). Le cas du diamant est intéressant puisqu’une DOS de type pseudogap est révélée au niveau des coeurs, alors que l’état normal obtenu à Tc est mé-

tallique avec une DOS plate. Un tel comportement pourrait résulter de la brisure de la symétrie cylindrique déjà mentionnée : en effet, c’est la circulation radiale des supercou- rants qui conduit à une DOS plate pour les supraconducteurs en limite sale [18]. La faible densité électronique du diamant pourrait également jouer un rôle important (dans le dia- mant, la longueur de Fermi λF ' 2 nm n’est pas très inférieure à la longueur de cohérence

cours de cette thèse, de nombreux mois ont été dédiés à cette tâche malheureusement sans succès puisque les expériences réalisées n’ont jamais permis de retrouver un état de surface autorisant l’observation et la caractérisation des vortex et ce, pour des raisons qui restent inexpliquées. En conclusion, les résultats obtenus sur le diamant illustrent très bien la philo- sophie du STM : il s’agit d’expériences difficiles à réaliser, donnant accès à une information à la fois très riche et complexe à interpréter.

Chapitre 2

Spectroscopie d’Andreev en mode

point contact

Sommaire

Point-Contact Spectroscopy and superconductivity . . . . 28