Poche d’´ electrons dans la surface de Fermi de Eu-LSCOEu-LSCO

Les donn´ees recueillies sous champ magn´etique intense permettent donc d’obser-ver le changement de signe du coefficient Seebeck `a diff´erents dopages. La figure 5.7 regroupe toutes les donn´ees obtenues par le groupe (lignes pleines) de S/T en fonc-tion de la temp´erature dans Eu-LSCO. Afin de comparer ces r´esultats, les donn´ees de Hess et coll.[83] (lignes pointill´ees) sont ´egalement trac´ees.

0 0.5 1

0 50 100 150

S/T (µV/K2 )

T (K)

p = 0.16 0.21 0.24

x = 0.15 0.20 -0.5

0 0.5 1

S/T (µV/K2 )

Eu-LSCO

p = 0.08 0.10 0.11 0.125

x = 0.08 0.125

Fig. 5.7 – D´ependance en temp´erature du coefficient Seebeck pour diff´erents dopages de Eu-LSCO. Les lignes pleines sont les donn´ees du groupe (valeurs dep), dont certaines ont

´et´e pr´esent´ees dans ce m´emoire, et les lignes pointill´ees sont les donn´ees publi´ees r´ecemment par Hesset coll.[83] (valeurs de x).

Chapitre 5 : Transport thermo´electrique sous champ magn´etique intense 46 Un rapide coup d’oeil aux deux s´eries de dopages conduit `a la conclusion qu’il y a un d´esaccord sur les valeurs des dopages.

• La courbe pour x = 0.08 se comporte plutˆot comme un dopage de p = 0.09, alors qu’aucun changement de signe n’est observ´e pour p= 0.08.

• Le changement de signe pour x = 0.125 se produit `a une temp´erature tr`es diff´erente que pour p= 0.125.

• L’allure de la courbe pour x= 0.15 est tr`es similaire `a celle de p= 0.16.

• Mˆeme remarque pour x= 0.20 et p= 0.21.

Cela laisse croire que les dopages des ´echantillons de Hess et coll. sont ´egaux `a x+ 0.01. La comparaison des temp´eratures critiques provenant de leurs courbes de r´esistivit´e est ardue en raison de la faible r´esolution des donn´ees disponibles [83].

Aussi, Hess et coll. n’ayant pas cru bon d’appliquer un champ magn´etique pour mesurer l’effet Seebeck, ils n’ont observ´e le changement de signe que pourx= 0.125.

Il faut n´eanmoins mentionner la qualit´e des mesures `a haute temp´erature grˆace `a un montage faisant intervenir des thermocouples or/chromel [83].

Les valeurs de T₀^S identifi´ees pour les diff´erentes valeurs de p d´eterminent un dˆome autour dep'1/8 dans le diagramme de phase de Eu-LSCO `a la figure5.8. Les valeurs qu’il serait possible d’extraire des donn´ees de Hesset coll.ne sont pas retenues en raison de l’ambigu¨ıt´e qui existe sur leur dopage r´eel. Les temp´eratures Tν pour Eu-LSCO et Nd-LSCO sont indiqu´ees par des carr´es. Ces valeurs sont r´epertori´ees `a l’annexe C. Les temp´eratures d’apparition d’un ordre de charge (T_CO), repr´esent´ees par des losanges et des triangles, ont ´et´e obtenues respectivement par diffraction de rayons X [77,84] et par r´esonance quadrupolaire [85]. Enfin, le dˆome supraconducteur, d´elimit´e parTc, est illustr´e par une ligne noire pleine.

La similarit´e du diagramme de phase de Eu-LSCO avec celui de YBCO, ´egalement repr´esent´e `a la figure5.8, est saisissante. Les temp´eratures de changement de signe du coefficient de Hall (T<sub>0</sub><sup>H</sup>) ´etablissent un dˆome tr`es semblable autour dep'1/8 [3]. Les valeurs de Tν pour YBCO sont d´etaill´ees dans les informations suppl´ementaires de Daouet coll.[37]. Les dˆomes des deux diagrammes de phase caract´erisent la pr´esence d’une poche d’´electrons qui domine le transport dans les cuprates sous-dop´es. La grande similarit´e de l’´evolution en dopage des temp´eratures de changement de signe dans les deux mat´eriaux est une preuve tr`es forte que la reconstruction de la surface

Chapitre 5 : Transport thermo´electrique sous champ magn´etique intense 47 de Fermi dans YBCO est caus´ee par l’apparition d’un ordre de rayures sous une temp´erature comparable `a laTc. Cela sugg`ere que l’´etat fondamental du pseudogap des cuprates dop´es en trous est en fait un ordre de rayures se terminant par un PCQ pr`es de p^∗ ' 0.235. Cette interpr´etation de mˆeme que la figure 5.8 seront au coeur d’une publication qui est pr´esentement en r´edaction [86].

Temperature, T (K)

YBCO

0 100 200 300

0.0 0.1 0.2 0.3

Temperature, T (K)

Hole doping, p Nd

Eu/ - LSCO

p⁺

0 100 200

0.0 0.1 0.2 + 0.3

T₀^H Tc

Tν

TCO

Tν

T₀^S

Tc

Dopage, p

Température, T (K)Température, T (K)

Fig. 5.8 –Diagrammes de phases de Eu/Nd-LSCO et YBCO. Les lignes sont des fonctions polynomiales trac´ees `a titre indicatif. Figure produite pour [86].

La reconstruction de la surface de Fermi a ´et´e int´egr´ee dans un mod`ele d’onde de densit´e de spin par Milliset coll.[87], suite aux premi`eres mesures d’oscillations quan-tiques. R´ecemment, ils ont `a nouveau fait appel `a ce mod`ele pour expliquer l’absence d’oscillation quantique dans YBCO pour δ < 0.46 [88] et la divergence de la masse cyclotron au mˆeme dopage [89]. Leur mod`ele explique ces observations par une

tran-Chapitre 5 : Transport thermo´electrique sous champ magn´etique intense 48 sition de Lifshitz^∗ qui survient lorsque les poches d’´electrons sur lesquelles les oscilla-tions sont mesur´ees se touchent pour former une bande quasi-unidimensionnelle [88].

Ce sc´enario permet en outre d’expliquer la localisation des charges vue dans les propri´et´es de transport `a haut champ magn´etique [90].

p_L p*

0 p_N p'_L p

Reconstruction de la surface de Fermi par un ordre de rayures

Fig. 5.9 – Repr´esentation sch´ematique de la reconstruction de la surface de Fermi caus´ee par un ordre de rayures dans les cuprates dop´es en trous [87] (`a temp´erature nulle, en absence de supraconductivit´e). Figure produite pour [86].

La figure 5.9 montre une repr´esentation sch´ematique de la reconstruction de la surface de Fermi caus´ee par un ordre de rayures [87].p^? est le PCQ marquant l’appa-rition de l’ordre de rayures, situ´e `ap'0.235 dans Nd-LSCO [40]. Le grand cylindre de trous (bleu) est reconstruit suite `a la brisure de la sym´etrie de translation par l’ordre de spin et/ou de charge.

Ce type de reconstruction conduit g´en´eralement `a la pr´esence de petites poches d’´electrons (rouges) pr`es de (π,0) dans la zone de Brillouin, en plus des petites poches de trous ferm´ees et de feuilles quasi-unidimensionnelles (vertes). En fonction du changement d’intensit´e et/ou de p´eriodicit´e de l’ordre de rayures, deux transitions de Lifshitz peuvent survenir [88,91], associ´ees avec la perte des poches de trous (p⁰_L) et d’´electrons (pL) ; la perte de la poche d’´electrons a ´et´e d´etect´ee r´ecemment `a pL= 0.08 dans YBCO [92].

Sousp_N= 0.05 (dans YBCO), un ordre antiferromagn´etique commensurable avec Q= (π, π) s’installe. Cette nouvelle p´eriodicit´e cause une nouvelle reconstruction de la surface de Fermi, produisant de petites poches de trous `a (± π/2, ± π/2) dans la nouvelle zone de Brillouin magn´etique.

∗Une transition de Lifshitz survient lorsque la topologie de la surface de Fermi est chang´ee `a temp´erature nulle sans qu’aucune sym´etrie ne soit bris´ee.

Chapitre 5 : Transport thermo´electrique sous champ magn´etique intense 49