Microscopie à résonance magnétique detectée mécaniquement
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Texte intégral
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(189) b . ¢¡¤£x. A ce jour, j’ai abord´e trois th`emes de recherche relativement distincts au cours de ma carri`ere scientifique. Cela a d´ebut´e en 1988 par une th`ese a` l’Universit´e de Californie a` Los Angeles portant sur les propri´et´es ´electrodynamiques des supraconducteurs. Mon parcours s’est ensuite poursuivi en 1993 par un stage postdoctoral au Massachusetts Institute of Technology dans le domaine des transistors a` un ´electron. Depuis 1996, je m`ene au CEA un projet de d´etection m´ecanique de la r´esonance magn´etique. Cette th´ematique fait actuellement l’objet d’une comp´etition forcen´ee sur le plan international, dont le dessein est de d´etecter la r´esonance d’un spin individuel. Le contenu scientifique de ce m´emoire d’habilitation traite uniquement de ma contribution sur ce dernier sujet. Apr`es une premi`ere partie consacr´ee a` mon parcours scientifique, ce m´emoire comporte trois chapitres sur la microscopie a` r´esonance magn´etique. Un premier chapitre rappelant les principes de la m´ethode, un deuxi`eme chapitre appliqu´e aux syst`emes paramagn´etiques et un troisi`eme chapitre portant sur les couches minces ferromagn´etiques. Enfin l’´evolution de ces travaux vers des multicouches conductrices nous am`ene a` consid´erer le terme de transport dans la relaxation. Cette nouvelle physique sera ´evoqu´ee dans un paragraphe de perspective. L’esprit de ce manuscrit est de faire une synth`ese et une analyse critique du projet scientifique en l’illustrant par des donn´ees exp´erimentales originales. J’ai joint a` l’appendice cinq articles aff´erents a` ces travaux. Ils offrent une information compl´ementaire qui est souvent n´ecessaire a` la compr´ehension des th`emes abord´es..
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(191) ¯b°²±¢³x´. µ´¶. ·. °¹¸º¼´b » ½!´¶. 1 Parcours scientifique 1.1 Facteurs de coh´erence . . . . . . 1.2 Transistor a` un ´electron . . . . 1.3 Microscopie a` force magn´etique 1.4 Responsabilit´e p´edagogique . .. 17 . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. 2 Principes 2.1 Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.1.1 Historique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.1.2 Faits marquants . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.1.3 Les acteurs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.2 Principes de la d´etection m´ecanique de la r´esonance magn´etique 2.2.1 Le couplage sonde-´echantillon . . . . . . . . . . . . . . . 2.2.2 D´eformation m´ecanique . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.2.3 Optimisation du signal, loi d’´echelle . . . . . . . . . . . . 2.2.4 Mesure des propri´et´es m´ecaniques du levier . . . . . . . . ´ 2.3 Etude compar´ee de la sensibilit´e : levier vs. micro-bobine . . . . ´ 3 Etude de syst`emes paramagn´etiques 3.1 Introduction . . . . . . . . . . . 3.2 Dispositif exp´erimental . . . . . 3.3 Mesure de la relaxation . . . . . 3.4 Conclusion . . . . . . . . . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. ¾Z¿ ¾ À ¾ Á ¾. 23 . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . .. Â8à Â8Ã Â Ä Â Ä Â8Å Â8Å Â)Æ Â¿ Â)Á Ã)À. 43 . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. ´ 4 Etude des syst`emes ferromagn´etiques 4.1 Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.2 Spectre de r´esonance en aimantation perpendiculaire 4.3 Mesures de relaxation ferromagn´etique . . . . . . . . 4.3.1 D´ependance en fr´equence de la largeur de raie 4.3.2 Modulation haute fr´equence . . . . . . . . . . 4.3.3 Mesure quantitative de ∆Mz (`) . . . . . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. . . . .. Ä/à Ä/à Ä/Å Ä+Æ. 47 . . . . . .. . . . . . .. . . . . . .. . . . . . .. . . . . . .. . . . . . .. . . . . . .. . . . . . .. . . . . . .. . . . . . .. . . . . . .. . . . . . .. ÄT¿ Å)Ç Å Ä Å8Å Å¿ ÆZ¾. 5 Conclusion et perspectives 65 5.1 Microscope cryog´enique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Æ+Å 5.2 Injection de spins . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Æ+Å 5.3 Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Æ8À.
(192) ÈÉ. Õ@Ö×ØZ×ÙMÚÛ\ÖÙ ×Ü. Ê]ËNÌÍÎeÏÎÐEÑqËÊÒ,ÎK Ó ÔÎÐ.
(193) Ý. ç. Þ¤ßà¤áMâäã!å. æ. ßãeèêéìëíã î. îïèäáxåñðâá ò. óôëõå. Ce chapitre reprend en d´etail mon parcours scientifique en suivant un ordre chronologique. Je pr´esenterai d’abord mon sujet de th`ese, suivi de mon stage postdoctoral. Enfin, une section sera d´evou´ee a` la microscopie a` force magn´etique. Cette th´ematique a servi de base au d´eveloppement de la microscopie a` r´esonance magn´etique. öø÷ùö. . ú"û üTýþ@ÿ. vþ.
(194) ü. þ. þ. 4üVþ. Le pic de Hebel et Slichter [24] observ´e en R´esonance Magn´etique Nucl´eaire (RMN) est reconnu comme la preuve exp´erimentale de l’existence des paires de Cooper dans l’´etat supraconducteur. Ce pic est une illustration dramatique des effets de coh´erence o` u le comportement qualitatif de la fonction r´eponse a` une excitation ext´erieure refl`ete la sym´etrie du couplage entre les ´electrons [72]. Les facteurs de coh´erence sont un concept g´en´eral a` toute brisure de sym´etrie du bain ´electronique, que ce soit pour la supraconductivit´e, les ondes de densit´e de charge ou les ondes de densit´e de spin. Pour ma th`ese, j’ai mesur´e les propri´et´es ´electrodynamiques des supraconducteurs dans la bande hyperfr´equence de 10 a` 100GHz. Dans les supraconducteurs conventionnels, un pic apparaˆıt dans la d´ependance en temp´erature de la conductivit´e optique lorsque l’´energie des photons est inf´erieure au gap. En d´eveloppant une nouvelle technique exp´erimentale, j’ai mesur´e pour la premi`ere fois le pic de coh´erence de la conductivit´e qui est analogue a` celui attendu en RMN. L’explication en est simple : comme tout tenseur impair par inversion temporelle (la sym´etrie de l’´etat BCS), l’absorption micro-onde b´en´eficie d’un effet de coh´erence constructive qui augmente l’absorption apparente en-dessous de Tc , en comp´etition directe avec la diminution du nombre de quasiparticules lorsque la temp´erature diminue. Ceci donne lieu a` un pic. Ces principes ont ´et´e ensuite appliqu´es a` l’´etude des supraconducteurs conventionnels : le Nb et le Pb [41]. Nous avons montr´e que la forme et la hauteur du pic r´ev`elent une information fine sur la nature du couplage responsable de la transition de phase. Pour en savoir plus, le lecteur est invit´e a` lire l’article en r´ef´erence [41] r´esumant mes travaux a` ce sujet. Ensuite j’ai d´evelopp´e un mod`ele th´eorique pour les compos´es anisotropes [37] afin d’anticiper mes observations sur les supraconducteurs organiques aux propri´et´es de transport quasi-bi-dimensionnelles dans l’´etat normal. Puis je les ai mesur´ees dans diff´erentes orientations cristallographiques afin de voir l’influence de l’anisotropie sur la supraconductivit´e [38]. Ensuite, je me suis int´eress´e aux full´er`enes dop´es par des alcalins, une nouvelle classe de compos´es organiques avec des Tc s ´elev´ees. Enfin j’ai ´etudi´e les.
(195) . !#"%$'&()"+*-, .$ hauts Tc s [39] : un travail plus difficile car n´ecessitant un contrˆole rigoureux des qualit´es de l’´echantillon (stœchiom´etrie, maclage etc...) Au cours de cette derni`ere ´etude, j’ai ´et´e amen´e a` faire des mesures de RMN dans l’´equipe d’Henri Alloul a` Orsay [3]. Notre but ´etait de comprendre la diff´erence existante entre la fonction r´eponse imputable au spin et celle dˆ ue a` la charge des quasiparticules dans ces nouveaux mat´eriaux. Ma th`ese a dur´e approximativement trois ans au terme desquels je suis parti rejoindre l’´equipe de Marc Kastner au MIT pour travailler sur le transistor a` un ´electron.. /10!2. 354687:9<;=9?>A@B4D6F C EG7 IKH J IML >N4O@P7. Le transistor a` un ´electron consiste a` isoler une petite ˆıle conductrice entre deux contacts ohmiques et la relier de part et d’autre par une barri`ere tunnel. L’´echantillon est habituellement fabriqu´e a` partir d’un gaz bi-dimensionnel situ´e a` l’interface d’une h´et´erojonction a` dopage modul´e de GaAs/Alx Ga1x . La boˆıte, dont les dimensions sont nanom´etriques, est model´ee par r´epulsion ´electrostatique en utilisant des ´electrodes de surface polaris´ees n´egativement. Dans ce cas, la densit´e ´electronique et la taille de la boˆıte sont suffisamment faibles, pour qu’`a tr`es basses temp´eratures (≈ 20mK), la s´eparation entre les niveaux d’´energie du spectre d’excitation de l’ˆıle soit sup´erieure a` l’´elargissement thermique. L’information spectroscopique est extraite des mesures de transport. Une tension de grille ajuste le potentiel ´electrochimique de cet atome artificiel a` N -´electrons par rapport a` celui du niveau de Fermi des contacts. Lorsque les deux niveaux sont align´es, la boˆıte se couple aux r´eservoirs et elle devient conductrice par effet tunnel r´esonant. Le dispositif fonctionne dans le r´egime de blocage de Coulomb. Les capacit´es de couplage aux r´eservoirs ext´erieurs sont si faibles que la r´epulsion Coulombienne empˆeche que plus d’un ´electron a` la fois ne p´en`etre dans l’ˆıle. L’exp´erience consiste a` suivre l’´evolution du potentiel ´electrochimique µN en fonction d’un champ magn´etique ext´erieur B. Des changements brutaux de µN surviennent d`es que l’ˆıle change de nombre quantique (le dispositif est sensible au retournement d’un seul spin). J’ai utilis´e ces sauts pour mesurer les variations du spin et du moment cin´etique total de l’ˆıle en fonction de B. Le but de mon travail ´etait de comprendre l’´etat magn´etique d’´equilibre dans un syst`eme ´electronique confin´e [34]. Nos r´esultats exp´erimentaux ont montr´e l’existence d’un ´etat singulet (S = 0) a` haut champ [34]. Il survient lorsque tous les ´electrons occupent le plus bas niveau de Landau. Cet ´etat r´esulte d’une comp´etition entre la r´epulsion Coulombienne, le potentiel de confinement et l’interaction d’´echange. Cet ´etat singulet est marqu´e par une divergence de la susceptibilit´e magn´etique pr´edite par le mod`ele de Hartree-Fock. L’interaction d’´echange est crucial pour comprendre cet ´etat dans le diagramme de phase. Un mod`ele semi-classique (sans ´echange) ne peut pas rendre compte de cette configuration dite compacte. De plus Hartree-Fock (HF) pr´edit des reconstructions de la densit´e ´electronique aux bords de l’ˆıle au-del`a de l’´etat satur´e. Elles correspondent a` une modulation spatiale de la densit´e ´electronique. Nous avons aussi observ´e des transitions de phases a` haut champ. Cependant les valeurs de champ pr´edites pour ces transitions ne correspondent a` celles observ´ees exp´erimentalement. A priori, cette diff´erence n’est pas surprenante ´etant donn´e que les corr´elations ne sont pas incluses dans le mod`ele HF. Ces reconstructions ´etant observ´e indirectement a` travers le transport nous n’avons pas pu aller plus loin dans la compr´ehension. Pour des champs magn´etiques tr`es intenses, les ´electrons se localisent. QSRUTWV TYX'Z [?RYX\T%].
(196) ^-_Y`badc%e#fghiegjc%kmnpl o gfqe!k:r ntsu?k#v w)cUx y.k. ^z. et il a ´et´e pr´edit que l’´etat fondamental est un cristal de Wigner. Dans ce r´egime, les propri´et´es de transport ressemblent a` celles que l’on obtient pour des ondes de densit´e de charge o` u l’´etat condens´e est accroch´e aux impuret´es. Bien que de nombreuses mesures revendiquent l’observation d’un solide, personne n’a pu d´emontrer le caract`ere cristallin. Une technique d’imagerie directe de la densit´e ´electronique aurait sans doute permis de conclure sur la nature de ces effets.. {}|i~. )AOBKB :)D BO
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