Source de l’ordre magn´etique

Notre travail avait pour objectif de tester la phase CC-θII comme candidat possible pour la description

de la phase de pseudogap des supraconducteurs `a haute temp´erature critique. Bien que notre ´etude indique l’existence d’un ordre magn´etique dont la sym´etrie est compatible avec celle de la phase CC-θII, d’autres types

d’ordre magn´etique sont compatibles avec nos mesures. Nous proposons dans ce paragraphe une discussion de diff´erents mod`eles magn´etiques compatibles avec nos mesures. Pour chacun des mod`eles discut´es, on essaiera de donner une valeur du moment magn´etique d´eduit.

Cas de la phase CC-θII

Notre ´etude reporte un signal magn´etique sur la raie (011) : dans le contexte des phases CC, ceci ´elimine la phase CC-θI pour laquelle aucune intensit´e n’est attendue (voir Fig.4.2.b)). Cette conclusion est donc

en accord avec (i) le test r´ealis´e par S.H.Lee et al. en diffraction de neutron polaris´e et (ii) le r´esultat de dichro¨ısme au point M, qui ne sont compatibles qu’avec la phase CC-θII. La phase CC-θII poss`ede

la bonne sym´etrie pour expliquer l’existence d’une contribution magn´etique sur la raie (0,1,1). Dans ce mod`ele, le moment magn´etique est orthogonal au plan CuO2. Nos calculs concernant le facteur de structure

magn´etique de la phase CC-θII, report´e dans la partie 4.1.4, permettent d’´evaluer l’intensit´e du courant,

not´ee I, parcourant les boucles de la phase CC-θII, ou autrement dit le moment associ´e `a la boucle de courant

(not´e Φ dans l’appendice. A.3). Pour une intensit´e magn´etique variant de 2mbarns `a 0.5mbarns (en fonction de l’´echantillon consid´er´e), nous trouvons que Φ varie de 0.2 `a 0.1µB, ce qui correspond `a des intensit´es I

variant de 200 `a 100 µA. Ces valeurs sont en accord avec la th´eorie propos´ee par C.Varma [43].

D’apr`es notre analyse de polarisation, une composante le long de l’axe c est observ´ee comme attendu. Cependant, comme on peut le voir dans le Tab.5.4, les moments ne sont pas uniquement parall`eles `a c : il existe une composante planaire. Il convient donc de s’interroger sur l’origine de cette composante planaire dans le cadre de la th´eorie de C.Varma.

Un premier argument pour expliquer l’existence d’une composante planaire est li´e `a la structure cristal- lographique des plans CuO2 dans le compos´e YBa2Cu3O6+x . Comme on l’a vu dans le Chap.2, les plans

CuO2 sont en forme de ”gaufres”. Les atomes d’oxyg`ene ne sont pas `a la mˆeme cˆote que les atomes de

cuivre : la liaison Cu-O fait un angle de α = 7◦ _{par rapport `a l’horizontale, on parle de ”buckling” des}

plans CuO2. La cons´equence directe de ce buckling est que la distribution de courant poss`ede une l´eg`ere

composante le long de l’axe c . Cette composante induit alors une composante planaire pour le moment. On reporte dans l’Appendice.A.8 le calcul de la distribution de courant en pr´esence de buckling. En fait, la composante planaire s’annule lorsque l’on tient compte du biplan CuO2. Il n’y a donc aucun effet du buckling

sur l’orientation des moments.

Le deuxi`eme argument pour expliquer l’existence d’une composante planaire concerne les degr´es de libert´e de spin. Dans l’approche de C.Varma, il n’est question que d’ordre orbitalaire, et il convient donc de s’inter- roger sur le degr´e de libert´e de spin. En particulier, V.Aji et al. [227] a propos´e que l’ordre `a longue port´ee des boucles de courant s’accompagne d’un ordre de spin orient´e dans les plans du au couplage spin-orbite. La sym´etrie de l’ordre magn´etique de spin est compatible avec la sym´etrie de la structure cristallographique de YBa2Cu3O6+x et de la phase CC-θII. Nous reportons sur la Fig.5.10.c) un sch´ema de l’ordre de spin qui

accompagne la phase CC-θII. L’amplitude du moment de spin est estim´ee `a 0.01µB sur le site de l’oxyg`ene

5.3 Discussion

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Fig._{5.9: Comparaison ph´enom´enologique de l’´evolution en dopage de l’ordre magn´etique dis-} cut´e dans ce chapitre et de la phase de pseudogap : a) Diagramme de phase des cuprates supraconducteurs en fonction du nombre de trous nh d´eduit de la rela-

tion ph´enom´enologique entre Tc et nh[225]. Les points blancs repr´esentent Tmag (voir

Tab.2.2). La carte en couleur repr´esente l’´ecart `a la lin´earit´e de la r´esistivit´e δR(T ). Lorsque δR(T )=0, la resitivit´e est lin´eaire (en bleu), `a mesure que l’on entre dans la phase de pseudogap δR(T ) 6= 0 (couleur de plus en plus rouge). c) Mˆeme chose que a) pour les mesures de Knigh shift not´ees ∆Ks. La carte en couleur repr´esente

l’´ecart de ∆Ks `a une valeur constante de r´ef´erence prise `a haute temp´erature. A

haute temp´erature, ∆Ks=0 (couleur bleue). A mesure que T diminue, ∆Ks diminue

et s’´ecarte de la valeur de r´ef´erence `a haute temp´erature ∆Ks6= 0 (couleur de plus en

plus rouge). c) Evolution de l’amplitude du moment M (points rouges), de ses com- posantes planaire (points verts) et transverse (points bleus) en fonction du dopage d’apr`es le Tab.5.4.

5 ´Etude de la phase de pseudogap du compos´e YBa2Cu3O6+xpar diffraction de neutrons polaris´es (DNP)

d’´echange. Il faut noter que cette id´ee a ´egalement ´et´e d´evelopp´ee dans le cas de la phase DDW [228]. En effet, par des consid´erations de sym´etrie, il a ´et´e propos´e que la phase DDW dans la phase sous-dop´ee de La2−xBaxCuO4 induise une composante ferromagn´etique le long de la direction (1,0,0) dans la phase LTT.

Nous reviendrons sur cette proposition dans la partie 5.3.3. Moment de spin sur les atomes d’oxyg`ene

Bien que notre r´esultat soit en partie compatible avec la phase CC-θII, nous ne pouvons pas affirmer que

l’ordre magn´etique mesur´e correspond `a la phase CC-θII. Jusqu’`a pr´esent nous avons uniquement consid´er´e

un mod`ele `a base de courants circulants. Il est en fait possible d’imaginer des ordres de spin pr´eservant la sym´etrie de translation et qui sont compatibles avec les mesures pr´esent´ees dans ce chapitre. Il est impor- tant de noter que le type d’ordre que nous allons discuter n’a jamais ´et´e propos´e d’un point de vue th´eorique. L’observation de moments qui ne pointent pas dans une direction privil´egi´ee favorise un mod`ele de spin dans lequel les spins ne sont pas confin´es dans une direction privil´egi´ee. Ce cas de figure requiert l’absence de forte anisotropie dans le couplage entre spins. Cependant pour le cas du compos´e non dop´e, il existe une anisotropie planaire du super ´echange magn´etique qui favorise un moment dans le plan. Il faut noter que ce que l’on observe est tr`es diff´erent de l’AF, et il n’existe peut-ˆetre pas de lien entre ces deux ph´enom`enes. Quoiqu’il en soit, un mod`ele de spin convenable est repr´esent´e sur la Fig.5.10.b). Celui-ci correspond `a un mod`ele de spins colin´eaires localis´es sur les atomes d’oxyg`ene des plans CuO2. Ce type de structure est

not´e SpinO. Ce mod`ele peut ´egalement ˆetre d´ecrit comme form´e de chaˆınes ferromagn´etiques (le long des directions a∗ _{et b}∗_{) coupl´ees antiferromagn´etiquement. Comme dans le cas de la phase CC-θ}

II, il n’ y a

aucun moment dans le carr´e CuO2. Il existe d’autres d´ecorations possibles, mais celle-ci pr´esente l’avantage

de donner une contribution maximale sur la raie (010) ou (100). On reporte le facteur de structure magn´etique de cette structure dans l’Appendice.A.6. On d´eduit de nos mesures un moment sur chaque atome d’oxyg`ene de l’ordre de MO≃ 0.06µB.

Dans l’´etat actuel des choses, diff´erents ordres magn´etiques peuvent d´ecrire nos r´esultats. N´eanmoins, seule la phase CC − θII a ´et´e propos´ee dans le cadre d’un mod`ele th´eorique d´efini [43]. En fait, seule une ´etude

pr´ecise du facteur de forme de l’ordre magn´etique permettrait d’identifier l’objet responsable de la diffusion (boucle de courant ou spin localis´e sur une orbite). Cependant, cette ´etude est tr`es difficile `a r´ealiser car peu de pics de Bragg peuvent ˆetre ´etudi´es en pratique. Il faut en effet que l’intensit´e nucl´eaire du pic de Bragg soit le plus petit possible et que l’intensit´e magn´etique soit la plus grande possible.