b) Mesure de la variation de la longueur de pénétration magnétique ∆λ∆λ∆λ∆λab
V. Influence de la pression
Des mesures de résistivité électrique sous pression ont été réalisées sur CaC6 en collaboration avec A. Gauzzi (Professeur à l’Université Pierre et Marie Curie, Paris VI), au Correlated Electron Research Center de Tsukuba (Japon).
La résistivité de CaC6 a été mesurée sous pression entre 2,5 et 300 K jusqu’à 16 GPa sur des échantillons en forme d’aiguille d’environ 1 mm de longueur [114]. Les mesures ont été effectuées par la méthode des quatre points à l’aide de contacts à la laque d’argent, réalisés en boîte à gants en raison de la grande sensibilité des échantillons. L’appareillage permettant cette étude sous haute pression met en jeu une presse spécialement adaptée aux mesures de résistivité, fournissant une pression quasi-hydrostatique. L’échantillon est placé dans une cellule en téflon remplie de liquide Fluorinert, qui sert de milieu transmetteur de pression.
Les courbes de résistivité en fonction de la température (Figure 48 a et b) indiquent une augmentation significative de la température critique avec la pression jusqu’à 7,5 GPa. Lorsque la pression franchit le seuil de 8 GPa, la température critique chute alors brutalement pour se stabiliser finalement autour de 5 K à des pressions supérieures à 10 GPa. A l’inverse, la résistivité mesurée au-delà de Tc augmente fortement avec la pression appliquée. Une augmentation brutale de cette grandeur est notamment observable entre 8 et 10 GPa.
Figure 48 : Evolution de la résistivité de CaC6 (a) entre 2,5 et 300 K pour des pressions de 0 à 16 GPa et (b) entre 10 et 20 K pour des pressions de 0 à 8,5 GPa [114].
a)
La Figure 49 (a) représente l’évolution de la résistivité de CaC6 à 300 K (ρ300K) et celle de sa résistivité à la température critique dans l’état normal (ρ0). Ces deux valeurs augmentent considérablement entre 8 et 10 GPa, indiquant probablement une augmentation du désordre structural au sein de l’échantillon. L’évolution de la température critique en fonction de la pression est représentée sur la Figure 49 (b). Entre la pression atmosphérique et 7 GPa, Tc
augmente linéairement avec une pente dTc/dP = 0,5 K/GPa jusqu’à atteindre un maximum de 15,1 K à 7,5 GPa. Cette variation de la température critique en fonction de la pression appliquée a également été évaluée dans un domaine de pression plus étroit (jusqu’à 1,6 GPa) au moyen de mesures magnétiques par Kim et al. [115] et par Smith et al. [116,117]. La pente dTc/dP rapportée dans ces travaux est en bon accord avec les mesures présentées ici. La transition entre 8 et 10 GPa engendre une chute de la température critique accompagnée d’un accroissement important de la largeur de transition ∆Tc.
Les variations brutales de ρ300K, ρ0, Tc et ∆Tc entre 8-10 GPa suggèrent une transition structurale entre une phase basse pression, relativement bonne conductrice du courant, et une phase haute pression, également métallique mais nettement moins conductrice. Une étude cristallographique de CaC6 sous pression est donc indispensable pour déterminer la nature exacte de cette transition à 8-10 GPa.
Parallèlement à ce travail, diverses expériences ont été menées concernant le comportement magnétique des composés YbC6 [116, 117] et SrC6 [95] sous pression. Dans le cas de YbC6, Tc augmente linéairement avec une pente dTc/dP = 0,37 K/GPa jusqu’à une valeur limite de 7,1 K, observée à environ 1,8 GPa. Au-delà de cette pression, et comme pour CaC6, la température critique s’effondre, suggérant également une transition de phase. Dans le cas de SrC6, la température critique passe de 1,65 K à 2,1 K pour une pression appliquée de 1 GPa.
onset
offset
onset
offset
Figure 49 : (a) Evolution de la résistivité à 300 K (ρρρρ300 K) et de la résistivité à la température critique dans l’état normal (ρρρρ0)
VI. Conclusion
CaC6 et Li3Ca2C6 apparaissent comme les composés supraconducteurs possédant les plus hautes températures critiques rencontrées à ce jour au sein de la famille des composés d’intercalation du graphite. On observe qu’aucun des éléments constitutifs de ces deux composés n’est supraconducteur dans des conditions normales de pression.
Les propriétés magnétiques des composés YbC6, CaC6 et Li3Ca2C6 présentent un caractère tridimensionnel très marqué en dépit de leur structure nettement lamellaire. En effet, les rapports Hc2//ab/Hc2//c sont approximativement de 2 pour les composés binaires et de 1,5 pour Li3Ca2C6.
CaC6 a été tout particulièrement étudié en raison de la simplicité de sa structure. L’ensemble des résultats décrits précédemment (voir IV.C et [111-114]) suggère, en ce qui concerne l’origine de sa supraconductivité, un couplage électron-phonon conventionnel, en accord avec plusieurs études ab initio [105, 106, 112].
Toutefois, il faut signaler que plusieurs éléments ne concordent pas totalement avec ce modèle [118] :
• Mesure de l’effet isotopique du calcium [94]
La température critique d’un supraconducteur est généralement sensible à la masse des éléments constituants le matériau. En effet, dans le cas d’un supraconducteur conventionnel, le mécanisme met en jeu un couplage électron-phonon et la fréquence des phonons varie avec la masse de l’isotope employé. Un coefficient d’effet isotopique est déterminé à l’aide de la relation suivante : M d T d c ln ln − =
α
où M est la masse de l’élément dont on mesure l’effet isotopique.
Ainsi, lorsque la masse de l’isotope augmente, la température critique diminue.
Dans le cas de CaC6, l’effet isotopique du calcium sur la température critique mesuré à l’aide de 40Ca (abondance naturelle) et de 44Ca [94] conduit à α = 0,53, soit une diminution de la température critique d’environ 0,5 K. Le coefficient d’effet isotopique obtenu expérimentalement présente une valeur deux fois supérieure à celle calculée théoriquement
par Calandra et Mauri (α = 0,26, [106]). Toutefois, cette expérience mériterait d’être affinée et complétée par une mesure de l’effet isotopique réalisée sur le carbone [94, 119].
• Mesure de STM/STS de Kurter et al. [120]
La récente étude STM/STS réalisée par Kurter et al. [120] mesure un gap
∆(0) de 2,3 ± 0,1 meV conduisant à un rapport 2∆(0)/kbTc de 4,6. Ce rapport est très nettement supérieur à ceux obtenus par le biais de différentes méthodes, qui apparaissent beaucoup plus proches de la valeur BCS théorique de 3,52 (voir IV.C et [111-114]).
• Mesure de chaleur spécifique [112]
Les mesures de chaleur spécifique [112] conduisent à un gap de 1,72 meV avec un couplage électron-phonon λ de 0,70 et une température critique de 11,3 K. Ce couplage est inférieur à celui obtenu par les calculs ab initio [105, 106] (λ = 0,83).
• Influence de la pression sur la température critique
Les résultats expérimentaux ont été comparés aux prédictions théoriques réalisées par divers groupes [96, 115, 121]. Un désaccord assez important se manifeste en ce qui concerne l’influence de la pression sur la température critique. En effet, les calculs ab initio de Calandra et Mauri [96] conduisent à une augmentation de Tc d’environ 0,4 K entre 0 et 5 GPa alors qu’expérimentalement, cet accroissement atteint 2,5 K. En utilisant la même méthode de calcul, Kim et al. [115] sous-estiment de la même manière l’influence de la pression sur la température critique. Par ailleurs, la pression appliquée capable d’induire la transition structurale est surestimée, avec une valeur de 12 GPa. L’étude structurale sous pression s’avère donc véritablement indispensable pour déterminer la nature précise de la transition.