Etat normal ou phase de vortex : ´

6.2.1 Oscillations quantiques dans la phase mixte :

Des oscillations quantiques ont ´et´e mesur´ees en dessous de Bc2 dans la phase mixte dans

diff´erents compos´es. L’observation de l’effet de Haas-van Alphen `a un champ inf´erieur `a Bc2

est courante dans les mat´eriaux `a fortes corr´elations ´electroniques. La fr´equence mesur´ee ne varie pas `a la transition (Bc2) dans les compos´es supraconducteurs de type II [155], `a

fermions lourds [156] et organiques [157].

Figure 6.1 – Mesure de l’effet de Haas-van Alphen (F = 600 T) dans κ − (BEDT −

T T F )2Cu(N CS)2 [157].

La figure 6.1 pr´esente la mesure d’un effet de Haas-van Alphen en fonction du champ dans κ − (BEDT − T T F )2Cu(N CS)2 [157].

Figure 6.2 – Logarithme de l’amplitude des oscillations renormalis´ee par le facteur de r´eduction thermique dans κ − (BEDT − T T F )₂Cu(N CS)₂ [157].

La plupart des exp´eriences ont montr´e une r´eduction de l’amplitude des oscillations en dessous de Bc2. La figure 6.2 montre un graphique de Dingle obtenu `a partir des mesures dans κ − (BEDT − T T F )2Cu(N CS)2 (fig. 6.1). L’amplitude des oscillations est forte-

des supraconducteurs de type II, ce facteur de r´eduction additionnel peut ˆetre attribu´e `a l’´elargissement des niveaux de Landau caus´e par la pr´esence de vortex [158]. Les mesures d’oscillations quantiques que nous avons effectu´ees dans les cuprates n’ont pas permis de mettre en ´evidence un facteur de r´eduction additionnel. On peut envisager que la faible amplitude du signal mesur´e ne nous a pas permis de le d´etecter. Notons que ce facteur d’amortissement additionnel n’a pas ´et´e d´etect´e par des mesures d’effet Shubnikov-de Haas dans un autre compos´e organique [159]. Ce facteur de r´eduction additionnel est donc, soit de tr`es faible amplitude, soit inexistant dans les cuprates. La cause pourrait ˆetre la sym´etrie du param`etre d’ordre supraconducteur. En conclusion, les mesures d’oscillations quantiques dans la phase mixte permettent une mesure directe de la surface de Fermi. Les vortex peuvent induire une r´eduction de l’amplitude en fonction du champ mais cela ne change pas la valeur de la fr´equence.

6.2.2 Mesures repr´esentatives de l’´etat normal : 6.2.2.1 Effet Hall :

Dans la gamme de champ magn´etique et de temp´erature dans laquelle nous travaillons, la physique du syst`eme est-elle domin´ee par des mouvements de vortex ou des quasiparticules repr´esentatives de l’´etat normal ?

Figure 6.3 – Effet Hall en fonction de la temp´erature pour diff´erents champs dans YBa2Cu3O6.5 [98].

Le graphique 6.3 repr´esente la constante de Hall dans YBa2Cu3O6.5 en fonction de la

temp´erature pour diff´erents champs magn´etiques. A basse temp´erature, l’amplitude de la constante de Hall ne varie plus pour des champs sup´erieurs `a 50 T. La contribution des vortex semble donc n´egligeable au dessus de 50 T dans YBa2Cu3O6.5 `a basse temp´erature.

Figure 6.4 – Effet Hall en fonction de la temp´erature pour diff´erents champs dans YBa2Cu4O8 [98].

Le graphique 6.4 repr´esente la constante de Hall en fonction de la temp´erature pour diff´erents champs magn´etiques dans YBa2Cu4O8 . A basse temp´erature, l’amplitude de la constante de Hall ne change plus au dessus de 50 T. La contribution des vortex dans YBa₂Cu₄O₈ peut donc ˆetre n´eglig´ee dans la gamme de champ o`u les oscillations quantiques ont ´et´e d´etect´ees. De plus, la constante de Hall est constante `a basse temp´erature pour diff´erents champs. Ce comportement m´etallique est une forte indication que la contribution des vortex au signal est n´egligeable au dessus de 50 T.

D’apr`es les mesures d’effet Hall, la contribution des vortex semble n´egligeable `a basse temp´erature dans YBa₂Cu₃O_6.5 et YBa₂Cu₄O₈ au dessus de 50 T. Les oscillations de l’ai- mantation ne sont donc pas dues `a des interf´erences entre le liquide de vortex et des modu- lations du r´eseau cristallin [160].

Le champ magn´etique a-t-il une influence sur la temp´erature `a laquelle la constante de Hall change de signe ?

Soit T0 la temp´erature de changement de signe de l’effet Hall. Pour YBa2Cu3O6.5 (fig.

6.3), T0 ∼ 30 K ne varie plus quand on augmente le champ au dessus de 40 T. Le graphique

6.5repr´esente le diagramme de phases champ magn´etique-temp´erature d´eduit des mesures d’effet Hall dans YBa2Cu3O6.67 dont la temp´erature critique est Tc= 63 K, ce qui corres-

pond `a un dopage de l’ordre de p = 0.12 . Le changement de signe de la constante de Hall a lieu au dessus de Tc. Le champ magn´etique n’a aucun effet sur la valeur de T0 = 70 K. Le changement de signe ne peut donc pas ˆetre attribu´e `a des mouvements de vortex de type flux flow. Le champ n’est donc pas `a l’origine du changement de signe dans YBa2Cu3O6.67. Comme nous le verrons dans le paragraphe 6.3.2, ce changement de signe de l’effet Hall peut s’interpr´eter simplement dans un mod`ele `a deux bandes o`u les mobilit´es des diff´erents types de porteurs n’ont pas la mˆeme d´ependance en temp´erature.

Figure 6.5 – Diagramme de phases champ magn´etique-temp´erature d´eduit des mesures d’ef- fet Hall dans YBa₂Cu₃O_6.67 [98].

6.2.2.2

Effet Nernst dans YBa

Cu

O

:

Des mesures d’effet Nernst [161] et d’aimantation [162, 163] dans La2−xSrxCuO4 et

La − Bi2201 montrent des anomalies jusqu’`a tr`es fort champ. La forte amplitude de l’effet Nernst positif `a fort champ a ´et´e attribu´ee par les auteurs `a la pr´esence d’excitations de type vortex. Cette interpr´etation est corrobor´ee par la r´eponse diamagn´etique observ´ee par des mesures d’aimantation, qui persiste jusqu’`a tr`es fort champ dans ces ´echantillons. Les auteurs ont interpr´et´e ces r´esultats comme la mise en ´evidence d’un ´etat supraconduteur sans coh´erence de phase qui subsisterait jusqu’`a haute temp´erature et fort champ magn´etique. Ces mesures sugg`erent que des fluctuations supraconductrices persistent jusqu’`a B_c2= 80 T dans La2−xSrxCuO4 (p = 0.1).

Figure 6.6 – Effet Nernst renormalis´e par la temp´erature en fonction du champ pour diff´erentes temp´eratures dans YBa2Cu3O6,67 [164].

Dans YBa2Cu3O6+δ, la situation est diff´erente car la r´egion de fluctuations supraconduc- trices semble plus ´etroite que dans La2−xSrxCuO4 et La-Bi2201. R´ecemment, des mesures d’effet Nernst dans YBa2Cu3O6,67 [164] ont ´et´e effectu´ees en champ statique jusqu’`a 30 T. Notons que par convention, la contribution des vortex au signal d’effet Nernst est toujours positive [165]. A bas champ, le signal est positif et la contribution des vortex domine (voir fig. 6.6). A plus fort champ, l’effet Nernst devient n´egatif et tend vers une constante. La contribution des vortex devient donc n´egligeable au dessus de B = 28 T `a T = 9 K.

Ce signal n´egatif dans YBa2Cu3O6+δ a ´et´e attribu´e aux quasiparticules dans l’´etat normal. En effet, on peut estimer cette contribution d’apr`es la relation [165] :

ν T ' π2 _k B 3 e µ T_F (6.1)

o`u µ est la mobilit´e et T<sub>F</sub> est la temp´erature de Fermi que l’on peut d´eduire `a partir des mesures d’oscillations quantiques. La contribution des quasiparticules peut alors ˆetre estim´ee `a <sub>T</sub>ν ' 7 nV/K2<sub>T et peut expliquer l’amplitude de l’effet Nernst `a basse temp´erature</sub> et fort champ. La contribution des vortex devient donc n´egligeable dans cette gamme de temp´erature et de champ.

Les mesures d’effet Hall et d’effet Nernst montrent que l’influence des vortex est n´egligeable dans la gamme de temp´eratures et de champs magn´etiques dans laquelle nous travaillons. Les effets mesur´es dans ces compos´es sont donc dus `a des quasiparticules repr´esentatives de l’´etat normal plutˆot qu’`a des ph´enom`enes li´es `a la phase de vortex.