SrTiO 3 dopé en surface par électrode à liquide ionique
4.3 Transition de phase quantique supraconducteur-isolant et comportement
4.3.3 Transition quantique induite par la tension de grille
La tension de grille permet également de changer l’état fondamental supraconducteur en un état isolant (ou métal localisé). La figure 4.28 présente les mesures décrites plus haut (chapitre 4.2, la tension maximale de polarisation de la grille est de 200 V dans cette série de mesure), en focalisant sur la transition. L’encart montre qu’un point de croisement ap-
paraît à VG = −15.5 V ce qui permet a priori d’analyser ces données par renormalisation
de taille finie comme dans le cas de la transition magnétique.
- 3 0 - 2 0 - 1 0 0 1 0 2 0 0 . 4 0 . 8 1 . 2 1 . 6 2 . 0 2 . 4 RS ( k Ω / ) V G ( V ) V G C 3 0 m K 3 0 0 m K 0 . 0 0 . 1 0 . 2 0 . 3 0 . 4 0 . 5 0 . 4 0 . 8 1 . 2 1 . 6 2 . 0 2 . 4 + 2 0 V - 3 0 V - 1 0 V 0 V + 1 0 V R S ( k Ω / ) T ( K ) - 2 0 V
Figure 4.28 – Résistance en fonction de la température à différentes tensions de grille. Encart : mêmes données affichées en fonction de la tension de grille à différentes tempéra- tures.
La même procédure a donc été appliquée à la transition en fonction de la tension de grille. La figure 4.29 montre le résultat de la procédure pour la gamme de température 100 mK à 150 mK. Remarquons que la gamme de température est assez restreinte et que, contrairement au champ magnétique, la tension de grille change considérablement la ré- sistance haute température du gaz d’électrons, ce qui limite fortement le recouvrement en température des données à différentes tensions de grilles. D’autre part, la température mi- nimale à partir de laquelle l’analyse est applicable est assez élevée par rapport à la gamme de mesure accessible. De plus, contrairement à la renormalisation haute température en champ magnétique, les exposants critiques trouvés ici sont zν ≈ 1.6 (au lieu de 2/3), et nous n’avons pas trouvé de plage basse température permettant une renormalisation avec des exposants différents, comme cela avait été le cas en champ magnétique.
Ce résultat peut apparaître surprenant, notamment parce que les exposants critiques en champ magnétique et en tension de grille sont différents. En effet, des mesures sur des films de bismuth amorphes [45] ont montré les mêmes exposants en champ magnétique et en densité de porteurs (contrôlée par la tension de grille) autour de zν ∼ 2/3, résultat attendu pour la transition (2+1)D XY , les deux transitions appartenant à la même classe d’uni-
1 0 1 0 0 0 . 5 0 . 6 0 . 7 0 . 8 0 . 9 1 . 0 R /R C | V G - V G C| t 0 . 1 0 0 K 0 . 1 0 5 K 0 . 1 1 0 K 0 . 1 1 5 K 0 . 1 2 0 K 0 . 1 2 5 K 0 . 1 3 0 K 0 . 1 3 5 K 0 . 1 4 0 K 0 . 1 4 5 K - 3 0 V 2 0 V 0 . 8 0 . 9 1 0 . 1 0 . 1 2 0 . 1 4 T (K ) t z ν = 1 . 6
Figure 4.29 – Renormalisation des mesures de la figure 4.28 autour du point VG =
−15.5 V. Encart : loi de puissance du paramètre de renormalisation en fonction de la température.
versalité. Notons par ailleurs que la renormalisation présentée ici est faite en tension de
grille et non en nombre de porteurs. Le résultat obtenu dans les interfaces LaTiO3/SrTiO3
semble donc montrer que les actions du champ magnétique et de la tension de grille sont suffisamment différentes pour que les deux transitions supraconducteur-isolant n’appar- tiennent pas à la même classe d’universalité.
L’action de la tension de grille est double : elle contrôle la densité totale de porteurs par effet capacitif, mais également la densité et la mobilité des HMC (ces deux dernières étant intrinsèquement liées) par la courbure de bande. Or, nous avons montré plus haut que la supraconductivité est liée à l’apparition des HMC aux tensions de grille positives. Nous allons développer ci-après des indices permettant de s’orienter vers une transition contrôlée par les fluctuations de densité de HMC plutôt que par les fluctuations supracon- ductrices.
Rappelons tout d’abord qu’à l’approche de la transition supraconducteur - isolant, les transitions supraconductrices deviennent incomplètes. En effet, aux tensions de grilles proches de la transition, la résistance reste finie même aux plus basses températures (figure 4.28), ce qui peut s’interpréter en terme de percolation d’îlots supraconducteurs dans une matrice résistive. Ceci nous amène à considérer une séparation de phase à basse tempéra- ture entre des régions où la densité de HMC est suffisante pour établir la supraconductivité et des régions non-supraconductrices. L’observation d’un exposant ν = 1.6 (en considérant
z = 1 comme précédemment) qui ne correspond pas aux valeurs habituelles des modèles
de percolations classiques (ν = 4/3) ou quantiques (ν = 7/3) est surprenante. Nous avons donc envisagé la possibilité que les fluctuations dominantes soient les fluctuations de den- sité, et non celles du paramètre d’ordre supraconducteur. Nous nous sommes donc tournés vers une analogie avec la séparation liquide-gaz. Dans ces systèmes, la séparation de phase
4.3. Transition de phase quantique supraconducteur-isolant et
comportement critique 107
est supposée avoir un comportement critique régie par les fluctuations de densité, dont la dynamique à courte portée impose z = 3 [108]. L’idée est donc que les fluctuations de densité définissent un paysage de densité dynamique dans lequel se développe la supra- conductivité. Le comportement dynamique des fluctuations supraconductrices serait alors “enveloppé” par la dynamique des fluctuations de densité, ce qui lui donne l’exposant critique apparent z = 3. D’après la théorie des transitions de phase quantique, la dimen- sion effective du système est donc d + z = 5, ce qui est supérieur à la dimension critique
basse dC = 4 au delà de laquelle le modèle de champ moyen est supposé exact. L’expo-
sant critique de la longueur de corrélation serait donc l’exposant de champ moyen ν = 1/2 ce qui est en très bon accord avec les exposants mesurés plus haut de zν = 1.6 (figure 4.29).
Le comportement critique présent dans ce modèle est alors intrinsèquement haute température et les fluctuations s’éteignent à mesure que la séparation de phase s’établit, ce qui explique que le comportement de renormalisation ne se voit qu’au-dessus de 100 mK.
Notons que l’exposant critique dynamique z = 3 n’est a priori pas physiquement pos- sible dans les fluides chargés, à cause des interactions Coulombiennes à longue portée qui imposent z = 1 [54]. Cependant, la supraconductivité étant intrinsèquement liée aux HMC et non à la densité totale de porteurs, la dynamique des fluctuations de densité de HMC n’est pas obligatoirement soumise aux interactions Coulombiennes. En effet, il est possible de faire fluctuer spatialement la densité de HMC et de LMC tout en gardant une densité totale (HMC+LMC) homogène, en particulier au seuil d’apparition des HMC. Ceux-ci étant crées par la courbure de bande, de légères variations spatiales de la forme du poten- tiel pourraient, à densité constante, moduler la densité et mobilité des HMC. Une origine possible de ces variations locales de courbure de bande pourrait venir des fluctuations
quantiques intrinsèques à SrTiO3 qui sont responsables du comportement particulier de
sa constante diélectrique.
Cette théorie est à l’heure actuelle toujours en développement, et devrait potentielle- ment pouvoir se raccorder aux transitions en champ magnétique.
Conclusions sur la supraconductivité
Dans ce chapitre nous avons montré que le gaz d’électrons à l’interface LaTiO3/SrTiO3
est un supraconducteur bi-dimensionnel. Néanmoins, la plage de température présentant les fluctuations de phases caractéristiques des transitions 2D est réduite à cause des inho- mogénéités du système.
L’analyse du comportement de la supraconductivité avec la tension de grille a en effet montré que celle-ci est intrinsèquement liée à la faible densité de porteurs de haute mo- bilité qui apparaît au bord du puits quantique confinant le gaz, ces derniers étant plus sensibles aux variations de densité. De très récentes mesures de susceptibilité locale dans
la phase supraconductrice d’interfaces LaAlO3/SrTiO3 sont parfaitement en accord avec
ces conclusions [11, 12].
De plus l’analyse de la transition supraconducteur-isolant induite par champ ma- gnétique est en accord avec un modèle de flaques supraconductrices couplées développé récemment[113].
L’analyse de la transition induite par la tension de grille devrait se poursuivre prochai- nement et révéler la nature des fluctuations dans cette partie du diagramme de phase.
Chapitre 5
Couplage Spin-Orbite
Les propriétés de couplage spin-orbite aux interfaces d’oxydes font parties des intérêts majeurs pour ces systèmes. En effet, la possibilité de contrôler de manière cohérente le flux de spins dans un dispositif équivalent à un transistor à effet de champ est l’une des prin- cipales alternatives au contrôle de flux de charge utilisé actuellement. Cette électronique de spin (ou spintronique) à base d’oxydes est une candidate privilégiée pour remplacer l’électronique conventionnelle à base de semi-conducteurs.
Ce chapitre est consacré à l’étude des effets de cohérence quantique sur les propriétés de transport et magnéto-transport du gaz à basse température. Ces mesures montrent l’exis- tence d’un fort couplage spin-orbite dans ces interfaces, contrôlable par la tension de grille.