Exp´eriences dans la phase supraconductrice

Un point int´eressant est que la remont´ee de la r´esistivit´e au voisinage de la temp´era-ture critique, mˆeme sous forte pression, semble indiquer qu’il s’agit d’une transition isolant-supraconducteur (voir figure I.16). La Tc maximale de 14 K est obtenue pour 5 GPa et x = 13.6 et, bien que plus faible que celles des supraconducteurs `a haute temp´erature cri-tique, elle est n´eanmoins assez ´elev´ee. Des mesures de rayons X [118] montrent que la pression ne change pas la structure du compos´e mais favorise la redistribution des trous depuis les chaˆınes vers les ´echelles en rapprochant les deux sous-syst`emes. La pression peut ˆetre donc qualitativement interpr´et´ee comme augmentant les porteurs de charge dans le syst`eme

c’est-`a-dire le dopage en trous.

L’existence ou non d’un gap de spin est cruciale par rapport aux pr´edictions th´eoriques d’un m´ecanisme de type RVB. En effet, l’´energie d’appariement est contrˆol´ee par le gap de spin. La m´ethode de choix pour sonder la dynamique de spin dans ces compos´es est la RMN. Mayaffre et al. [119] ont propos´e une disparition du gap de spin dans la phase supraconductrice mais avec peu de mesure en dessous de la temp´erature critique. Des mesures de RMN plus r´ecentes semblent confirmer cette approche [120–122]. En revanche, Fujiwara et al. [116] trouvent un comportement avec un gap de spin de l’ordre de 200 K pour x= 12 (voir figure I.14) et interpr`etent leurs donn´ees par l’appariement des holons et des spinons sur un barreau. Leurs mesures s’effectuent pour un champ magn´etique proche de la limite de Pauli ce qui leur permet de sugg´erer un d´epassement de la limite de Pauli et de proposer de la supraconductivit´e triplet [115]. Les mesures de d´ecalage de Knight permettent de mesurer l’´evolution du gap de spin avec la substitution sous pression. Le gap de spin semble donc diminuer avec le dopage en trou et l’augmentation du couplage inter-´echelles jusqu’`a des valeurs d’une centaine de Kelvin (voir figure I.15). Les mesures des effets quadrupolaires de RMN ont r´ecemment permis d’´evaluer le dopage en trou sous pression dans la phase supraconductrice avec comme proposition δ= 0.1 pour x= 12 sous 32 kBar [123].

La r´esistivit´e transverse dans le plan des ´echelles diminue avec la pression et se rapproche de celle le long des ´echelles. Cela a conduit Nagata et al. [125] `a associer la transition su-praconductrice `a une transition dimensionnelle. La supraconductivit´e pourrait alors ˆetre due

`a ce passage `a un caract`ere bidimensionnel du liquide ´electronique, la rapprochant de la situation connue pour les cuprates. Cette analogie est d’ailleurs compl´et´ee par d’autres ob-servations sur les propri´et´es de transport [83] et par la pr´esence non n´egligeable de d´esordre

Fig. I.14:Mesure du temps de relaxation longitudinal RMN montrant un pic de coh´erence `a la transition supraconductrice ainsi qu’un comportement lin´eaire en temp´erature avant la transition. D’apr`es Fujiwara et al.[115, 116].

0 2 4 6 8 10 12 14

0 100 200 300 400 500 600 700 800

Sr14-xCa

xCu

24O

41 1 bar

32 kbar

Spin gap (K)

Ca (X)

0 10 20 30 40 50 60

0 50 100 150 200 250 300

T_c

∆_s

Sr2Ca

12Cu

24O

41

Temperature (K)

Pressure (kbar)

Fig. I.15:A gauche, ´evolution du gap de spin avec la substitution d’apr`es les mesures de` d´ecalage de Knight. `A droite, ´evolution du gap de spin avec la pression et dˆome supraconducteur (1 GPa = 10 kbar). D’apr`es J´erome et al. [117].

Fig. I.16:A gauche, r´esistivit´e de Sr` 14−xCaxCu24O41+δ sous pression montrant une tran-sition d’un isolant vers un supraconducteur. D’apr`es Nakanishi et al. [124]. `A droite, rapport de la r´esistivit´e perpendiculaire aux ´echelles ρa et de la r´esisiti-vit´e le long des ´echelles ρc sugg´erant un crossover vers un ´etat bidimensionnel `a l’approche de la transition supraconductrice. D’apr`es Nagata et al. [125].

Fig. I.17:Champs supraconducteurs critiques de Sr14−xCaxCu24O41+δ sous pression d’apr`es les mesures de transport montrant un probable d´epassement de la limite de Pauli.

A gauche, d’apr`es Braithwaite` et al.[126]. `A droite, d’apr`es Nakanishi et al.[124].

qui sera moins contraignante `a deux dimensions. Pourtant, la structure cristallographique restant inchang´ee et le rapport des r´esistivit´es de l’ordre de 20 au plus bas, la supraconduc-tivit´e semble demeurer fortement anisotrope. On peut ajouter qu’en vertu du th´eor`eme de Mermin-Wagner, l’ordre supraconducteur ne peut s’´etablir qu’`a deux dimensions et il faut un couplage Josephson suffisamment grand pour obtenir une coh´erence de phase entre les sous-syst`emes ´echelles. Il n’est donc pas tr`es surprenant de voir la conductivit´e transverse augmenter en mˆeme temps que s’´etablit la supraconductivit´e. Il est important de pr´eciser que dans cette hypoth`ese la temp´erature critique n’est pas directement contrˆol´ee par le gap de spin mais par le couplage Josephson entre ´echelles (voir chapitre II). C’est la raison pour laquelle les temp´eratures critiques observ´ees (de l’ordre de 10 K) sont bien plus petite que le gap de spin (de l’ordre de 100 K). On a ainsi deux sc´enarios possibles, soit les paires se forment au sein des ´echelles et condensent dans un liquide bidimensionnel mais gardant un caract`ere fortement anisotrope, soit la supraconductivit´e provient d’une transition dimen-sionnelle dans laquelle la physique se rapproche des celles des cuprates, bien qu’anisotrope.

Dans ce dernier cas, le m´ecanisme et la nature du param`etre d’ordre sont plus sp´eculatifs du point de vue th´eorique en raison de la difficult´e d’´etudier les mod`eles `a 2D.

Dans la perspective de sonder exp´erimentalement la nature du param`etre d’ordre supracon-ducteur, les exp´eriences sous champ magn´etique sont particuli`erement enrichissantes comme on a pu le constater dans les supraconducteurs organiques. Braithwaite et al. ont mesur´e le champ critique de Sr14−xCaxCu24O41+δ sous pression par des mesures de transport [126] (voir figure I.17). Malgr´e la faiblesse de la temp´erature critique, la supraconductivit´e survit aux champs forts. Comme on s’y attend, le champ critique perpendiculaire au plan des ´echelles et dans le plan des ´echelles sont tr`es diff´erents. Les exp´eriences de Nakanishi et al. rapportent des r´esultats similaires [124], avec en particulier une forte anisotropie du champ critique dans les trois directions laissant supposer un ´etat supraconducteur tr`es anisotrope dans le plan. L`a encore, un champ de 20 T n’est pas suffisant pour d´etruire la supraconductivit´e ce qui am`ene

`a penser que la limite de Pauli est d´epass´ee dans ce syst`eme. Enfin, la courbure de la fonction Hc(T) est anormale : pour un supraconducteur de type BCS, la courbure est n´egative avec un champ lin´eaire au voisinage deT_c et quadratique versT = 0. Ici, la courbure est positive.

Nakanishi et al. proposent une supraconductivit´e triplet pour expliquer une telle divergence

`a basse temp´erature du champ critique [124].