Pr´esentation de la famille La 2−x Sr x CuO 4

Structure cristallographique

La2−xSrxCuO4 est du point de vue structural le plus simple des oxydes de cuivre supraconducteurs. Il

s’agit d’un mat´eriau constitu´e d’un empilement de plans CuO2 et La/SrO. On reporte sa structure cris-

tallographique sur la Fig.2.6.c). Le r´eseau de Bravais contient un seul plan CuO2 et deux plans La/SrO.

Le dopage s’effectue par un m´ecanisme de substitution : en rempla¸cant un ion lanthane La3+ _{par un ion}

strontium Sr2+_{, on parvient `a transf´erer un ´electron (au plus) des orbitales p du plan CuO}

2 vers les plans

r´eservoirs. Pour assurer l’´equilibre des charges, des lacunes ´electroniques sont cr´e´ees dans le plan CuO2.

L’´electron reste vraisemblablement localis´e dans les plans r´eservoirs. Les instabilit´es structurales

La structure de La2−xSrxCuO4, et plus g´en´eralement celle des compos´es La2−x−yRyMxCuO4o`u R est une

terre rare substitu´ee sur le site du La, est intimement li´ee aux distortions des octa`edres CuO6. On distingue

plusieurs phases structurales que l’on peut d´ecrire par un param`etre d’ordre `a deux dimensions, d´efini par la donn´ee des angles de rotation des octa`edres autour des directions Cu-O.

A haute temp´erature, la structure est t´etragonale, on parle alors de la phase HTT (de l’anglais High Temperature Tetragonal) de groupe d’espace I4/mmm et dans laquelle l’axe principal des octa`edres est parall`ele `a l’axe c. A plus basse temp´erature apparaissent des structures de sym´etrie plus basse correspondant `

a diff´erentes rotations des octa`edres autour de diff´erentes directions cristallographiques.

Dans la premi`ere phase structurel dite LTO (Low Temperature Ortorombic) de groupe d’espace Bmab, les octa`edres tournent conjointement autour des directions (1,0,0) et (0,1,0) : il en r´esulte un mouvement de rotation globale (de l’ordre de 2.5◦_{) autour de la direction (1,1,0) et (1,-1,0). La structure devient}

orthorhombique.

La seconde phase structurale dite LTT (Low Temperature T´etrgonal) de groupe d’espace P42/ncm peut

ˆetre consid´er´ee comme la superposition des deux domaines associ´es `a la structure LTO : les octa`edres basculent autour des direction (1,0,0) d’un angle qui reste de l’ordre de 2.5◦_{. D’une couche `a l’autre,}

les axes de rotation se d´eduisent les uns des autres par une rotation de 90◦_{, ce qui redonne la sym´etrie}

t´etragonale.

Il existe une seconde phase orthorhombique (Pccn), caract´eris´ee par un axe de rotation qui se situe en position interm´ediaire par rapport `a celle observ´ee dans les phases LTO et LTT

Dans le cas particulier de la famille La2−xSrxCuO4, c’est la phase LTO qui s’´etablit `a basse temp´erature. On

reporte sur la Fig.2.8.a) (d’apr`es [163]) le diagramme de phase de ce compos´e. La transition entre les phases HTT et LTO est une transition du second ordre. La temp´erature de transition, not´ee To, d´ecroˆıt avec le

dopage et disparaˆıt pour un dopage x=0.22. La transition dans la phase LTO s’accompagne par l’apparition de nouveau pic de Bragg nucl´eaire. Cette transition structurale est facilement observable par diffusion de neutrons.

Dans le cas particulier de la famille La2−xBaxCuO42, la situation est l´eg´erement diff´erente. En plus de la

phase LTO, il existe une transition du premier ordre vers la phase LTT `a plus basse temp´erature que To

(cette temp´erature est de l’ordre de 60K) et pour un dopage x autour de 1/8 [164]. Il se trouve que pour la mˆeme concentration, la supraconductivit´e est d´etruite [164]. Les exp´eriences de diffraction d’´electrons et de diffusion de neutrons montrent que la supraconductivit´e est remplac´ee par une ´etat fondamental d’onde de densit´e de charge, ou autrement dit un ordre de type stripe[92, 119]. Bien qu’il serait naturel de penser que la

2

2.4 Pr´esentation des ´echantillons

transition structurale LTO-LTT joue un rˆole essentiel dans la comp´etition entre ces deux ´etats fondamentaux, de nombreuses experiences invitent `a conclure que la suppression de Tc serait plutˆot li´ee `a une instabilit´e

´electronique[165].

Dans le cas de la famille La2−xSrxCuO4, il n’existe pas de dopage pour lequel Tc tombe `a z´ero. De plus,

la phase LTT n’a jamais ´et´e observ´ee[166]. Cependant, autour d’un dopage de x=0.115, Tc pr´esente un

minimum [167]. Les mesures de diffusion de neutrons indiquent l’existence d’ordres de type stripe pour des dopages inf´erieurs `a 0.12 `a basse temp´erature. A titre d’illustration, on reporte sur la Fig.2.8.b) l’´evolution de l’intensit´e mesur´ee par diffusion ´elastique de neutrons en Q=(0.5, 0.5 − δ) avec δ=0.12 en fonction de la temp´erature pour un ´echantillon de La2−xSrxCuO4 x=0.1.

Notation

Dans notre ´etude, on utilisera les notations t´etragonales. Dans la phase HTT, le centrage de la maille implique la r`egle de s´election suivante pour les pics de Bragg nucl´eaires : (h,k,l) avec h + k + l = 2n avec n entier. L’entr´ee dans la phase orthorhombique se traduit par de nouveaux pics de Bragg typiquement en position (h₂,h₂, l) (en notation tetragonale).

Pr´esentation des ´echantillons de La2−xSrxCuO4

Toutes nos mesures concernant la famille La2−xSrxCuO4 ont ´et´e r´ealis´ees sur des ´echantillons de do-

page x=0.1 produits par le groupe de Momono de l’universit´e de Hokkaido (Japon). Ces ´echantillons sont synth´etis´es par la m´ethode TSFZ (de l’anglais ”Traveling Solvant Floating Zone”) [168]. On reporte sur la Fig.2.8.c) la photo de l’un des deux ´echantillons utilis´es lors de nos exp´eriences. Sur la Fig.2.8.d) et e), on reporte la mesure de susceptibilit´e de l’´echantillon pr´esent´e en Fig.2.8.c), on en d´eduit que Tc=28K. Des

mesures de neutrons r´ealis´ees par R.Gilardi [163] ont ´etabli que la transition structurale HTT-LTO a lieu pour T0=280K. Ces mesures ont aussi mis en ´evidence l’existence d’un ordre de type stripe `a tr`es basse

2 Aspects exp´erimentaux

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Fig._{2.8: a) Photo d’un ´echantillon de La2−xSrxCuO4 avec x=0.1. b) Intensit´e mesur´e par} diffusion de neutrons au vecteur d’onde incommensurable Q = (π(1 + δ), π) en fonction de la temp´erature dans l’´echantillon La2−xSrxCuO4 x=0.1 ´etudi´e lors de cette th`ese

d’apr`es R.Gilardi [163]c) et d) Evolution de la susceptibilit´e mesur´ee par Squid par Monomo et al. [168]

3 Etude des fluctuations de spins dans les

compos´es supraconducteurs `a haute

temp´erature critique Bi₂Sr₂CaCu₂O_8+x

Introduction

Jusqu’`a pr´esent l’´etude par diffusion in´elastique de neutrons (DIN) dans les supraconducteurs `a haute temp´erature critique a essentiellement port´e sur deux familles de compos´es : la famille du compos´e mono- couche La2−xSrxCuO4 et la famille du compos´e bicouche YBa2Cu3O6+x. Comme nous l’avons d´ej`a vu, les

r´eponses dans ces deux syst`emes sont assez diff´erentes. Une partie du d´ebat sur la description microsco- pique des supraconducteurs `a haute temp´erature critique s’est concentr´ee sur la comparaison des spectres d’excitation magn´etique dans ces deux compos´es. En effet, le mˆeme Hamiltonien d´ecrit la supraconductivit´e et les excitations de spin dans ces compos´es. Dans ces conditions, il est clair que l’´etude d’autres syst`emes devient fondamentale pour d´eterminer le point commun entre toutes ces fluctuations magn´etiques au-del`a des sp´ecificit´es de chacun des syst`emes.

La question du comportement canonique est d’autant plus critique que chaque m´ethode exp´erimentale poss`ede son syst`eme de pr´edilection. Dans le cas particulier de la DIN, la n´ecessit´e de disposer d’´echantillons de volume suffisant (de l’ordre de la centaine de mm3_{) a limit´e pendant longtemps le champ d’investigation}

de cette m´ethode sur le syst`eme Bi-2212 (compos´e bicouches ). Dans le cas des techniques de surface, le syst`eme Bi-2212 s’est r´ev´el´e le syst`eme le plus ´etudi´e en raison de la pr´esence d’un plan clivage naturel au niveau des plans BiO. Il est facile d’obtenir des surfaces de tr`es bonne qualit´e en clivant le compos´e sous vide. Ainsi le lien entre les techniques de spectroscopie de charge (STM, ARPES par exemple) et la DIN n’a pu ˆetre que qualitatif car toutes les mesures de spectroscopie ont ´et´e r´ealis´ees sur des syst`emes diff´erents. Il est donc important d’´etudier le syst`eme de r´ef´erence de la STM et de l’ARPES (Bi-2212) pour essayer d’´etablir un lien quantitatif entre toutes les spectroscopies et tester les mod`eles th´eoriques en pr´esence. L’enjeu de l’´etude des excitations de spin dans le compos´e Bi-2212 est d’´etablir le comportement universel des excitations magn´etiques et de faire un lien avec les excitations de charge telles qu’elles sont mesur´ees par STM ou ARPES. Dans ce chapitre, je pr´esente tout d’abord le syst`eme Bi-2212 et ses sp´ecificit´es, puis l’ensemble des mesures r´ealis´ees par DIN et je propose enfin une description des donn´ees exp´erimentales et une discussion.

3.1 Pr´esentation du syst`eme Bi-2212

On pr´esente ici les ´el´ements de la ph´enom´enologie connus pour le compos´e Bi-2212 qui seront r´eutilis´es dans la derni`ere partie.

3 Etude des fluctuations de spins dans les compos´es supraconducteurs `a haute temp´erature critique Bi2Sr2CaCu2O8+x