Étude des caractéristiques des spectres tunnel de l'YBa2Cu3O7-8

Thesis

Reference

Étude des caractéristiques des spectres tunnel de l'YBa2Cu3O7-8

TREBOUX, Emmanuel

Abstract

Voilà plus de vingt ans que l'YBa2Cu3O7-8 a été découvert. Malgré des années de recherches intensives ce matériau n'a pas encore livré tous ses secrets, dont le plus important peut être celui des origines de son état supraconducteur. L'YBa2Cu3O7-8 présente une grande "résistance" aux mesures de spectroscopie tunnel et ARPES. Si bien que le comportement de la densité d'état en fonction du dopage, élément clef pour la compréhension des mécanismes de supraconduction, n'a pu être établi de façon claire.

TREBOUX, Emmanuel. Étude des caractéristiques des spectres tunnel de l'YBa2Cu3O7-8. Thèse de doctorat : Univ. Genève, 2009, no. Sc. 4074

URN : urn:nbn:ch:unige-25959

DOI : 10.13097/archive-ouverte/unige:2595

UNIVERSITÉ DE GENÈVE Département de Physique de la Matière Condensée

FACULTÉ DES SCIENCES Professeur Øystein Fischer

Étude des Caractéristiques des Spectres Tunnel de l’YBa ₂ Cu ₃ O _7−δ

THÈSE

présentée à la Faculté des Sciences de l’Université de Genève pour obtenir le grade de docteur ès Sciences, mention Physique

par

Emmanuel Treboux

de Messery (France)

Thèse n^◦4074

GENÈVE

Centre d’Impression de l’Université de Genève 2009

à mon père,

TABLE DES MATIÈRES

Abréviations 1

Introduction 3

1 Microscopie à Effet Tunnel 5

1.1 Effet tunnel et microscope . . . 5

1.1.1 Principes de la microscopie à effet Tunnel . . . 5

1.1.2 Aspects techniques du STM . . . 7

1.1.3 Conclusion . . . 8

1.2 Mandjet : un système STM basse température . . . 9

1.2.1 Introduction historique : conception d’un microscope . . . 9

1.2.2 La sonde . . . 9

1.2.3 Les unités d’acquisition et de régulation . . . 12

1.2.4 L’unité cryogénique . . . 14

1.2.5 Les isolations . . . 16

1.3 Mesurer avec un STM . . . 17

1.3.1 Topographie . . . 17

1.3.2 Spectroscopie . . . 18

1.3.3 Méthodes expérimentales et appareillage . . . 19

1.4 Conclusion . . . 19

2 Spectroscopie Tunnel sur YBa2Cu3O7−δ: Généralités 21 2.1 L’YBa2Cu3O7−δ: un supraconducteur à haute température critique . . 21

2.1.1 Structure cristalline et surfaces de l’YBa₂Cu₃O7−δ . . . 22

2.1.2 Diagramme de phase . . . 23

2.2 Spectroscopie tunnel à basse température . . . 23

2.2.1 Évolution avec le dopage des spectres de l’YBa2Cu3O7−δ . . 27

2.2.2 Mesures tunnel transverses . . . 27

2.3 Conclusion . . . 28

TABLE DES MATIÈRES

3 Spectroscopie Tunnel sur YBa₂Cu₃O7−δ: Échantillons et Mesures 29

3.1 Échantillons et mesures . . . 29

3.1.1 Échantillons . . . 29

3.1.2 Caractérisations . . . 30

3.1.3 Les mesures de spectroscopie tunnel . . . 33

3.2 Les spectres tunnel d’YBa₂Cu₃O7−δ . . . 33

3.3 Analyses . . . 34

3.3.1 Techniques de calcul et méthodes d’analyse . . . 35

3.3.2 Détermination des grandeurs physiques : . . . 37

3.3.3 Incertitudes . . . 37

3.3.4 Relation :∆_P-dopage . . . 37

3.4 Conclusion . . . 38

4 Études des Pics dans les Spectres Tunnel d’YBa2Cu3O7−δ 39 4.1 Études des pics n^o2 . . . 39

4.1.1 Généralités . . . 39

4.1.2 Pics n^o2 et∆P . . . 40

4.2 Études des pics n^o1 . . . 41

4.3 Études des pics n^o3 . . . 43

4.3.1 Généralités . . . 43

4.3.2 Étude du pics n^o3 en fonction de∆ . . . 43

4.3.3 Pics n^o3 et mesures transverses . . . 45

4.4 Conclusion . . . 45

5 Études d’Éléments du Fond de Conductance dans les Spectres Tunnel d’YBa2Cu3O7−δ 47 5.1 Études de la conductance normale . . . 47

5.1.1 Généralités . . . 47

5.1.2 Caractérisation de la conductance normale . . . 48

5.1.3 Étude de la conductance normale en fonction de∆_P . . . 49

5.1.4 Conductance normale et mesures transverses . . . 50

5.2 Études de la ZBC . . . 51

5.2.1 Caractérisation de la ZBC . . . 51

5.2.2 Étude de la ZBC en fonction de∆P . . . 51

5.3 Conclusion . . . 53

6 Dips dans les Spectres Tunnel d’YBa₂Cu₃O7−δ 55 6.1 L’excitation résonante de spin dans les cuprates HTSC . . . 56

6.1.1 Scénario du mode collectif d’excitation magnétique . . . 57

6.1.2 Le mode collectif d’excitation magnétique dans l’état supra- conducteur . . . 57

6.1.3 Conclusion . . . 61

6.2 Étude des dips . . . 62

6.2.1 Étude des dips en fonction de∆_P . . . 63

6.3 Étude de l’énergieΩdu mode collectif d’excitation . . . 64

6.3.1 Évolution deΩavec le gap∆_P . . . 65

6.4 Conclusion . . . 67

TABLE DES MATIÈRES

7 Modélisation des Spectres Tunnel 69

7.1 Modélisation des spectres tunnel . . . 69

7.1.1 Le Modèle . . . 70

7.1.2 Modélisation des spectres . . . 71

7.1.3 Résultats du Modèle . . . 74

7.1.4 Évolution des spectres avec les paramètres . . . 75

7.2 Origines et évolutions des structures spectrales dans le modèle . . . . 81

7.2.1 Résultats des simulations des spectres . . . 82

7.3 Conclusion . . . 88

Conclusions et Perspectives 89

Références 93

Table des Figures 105

Liste des Tableaux 107

Remerciements 109

ABRÉVIATIONS

ARPES : acronyme anglais pour

"Angle Resolved Photo-Emission Spec- troscopy". Technique expérimentale permettant d’observer directement la densité d’état.

BCS : sigle de la théorie microsco- pique de la supraconductivité "classique"

d’après les noms de ses trois auteurs : Bardeen, Cooper et Schrieffer.

DOS : acronyme pour "Density Of States" ou densité d’état.

FC : sigle pour "Field Cooled" ou re- froidissement en champ magnétique.

INS : sigle pour "Inelasic Neutron Scattering". Technique expérimentale permettant d’observer les mouvements atomiques et moléculaires ainsi que les excitations magnétiques.

HTSC : sigle pour "High Temperature SuperConductor" ou supraconducteurs à haute température-critique.

LDOS : acronyme pour "Local Den- sity Of Statesou densité d’état locale.

MaNEP : cet acronyme est le nom du centre national de compétence en recherche sur les matériaux du futur :

"Materials with Novel Electronic Pro- perties", dont la maison mère est l’Uni- versité de Genève.

NCCR : sigle pour "National Center of Competence in Research" ou centre national de compétence en recherche.

PID : sigle de la méthode de régula- tion de signal utilisant la différence (P) entre le signal et la valeur de consigne, son intégrale (I) sur le temps et sa dé- rivée (D) par rapport au temps. D’où le nom anglais "Proportional, Integral and Derivativ".

SCP : ou "Scanning Contact Potentio- metry". Sigle anglais utilisé pour parler d’une technique de potentiométrie locale dans laquelle une pointe parcoure la sur- face d’un échantillon et mesure le poten- tiel par contact.

SIN : type de jonction tunnel où la pre- mière électrode est un supraconducteur séparée par un isolant de la deuxième constituée d’un métal normal. Ce sigle est la contraction de "Superconductor, Isolant and Normal metal".

ABRÉVIATIONS

SQUID : ce sigle pour "Supercon- ducting Quantum Interference Device"

désigne un magnétomètre utilisé pour mesurer des champs magnétiques très faibles. Il est constitué de 2 jonctions Jo- sephson en parallèle dans une boucle.

STM : sigle pour le nom anglais du microscope à effet tunnel ou "Scanning Tunneling Microscope/Microscopy".

STS : ce sigle vient de "Scanning Tun- neling Spectroscopy" et est utilisé pour désigner une technique de mesure utili- sant le STM afin de caractériser une sur- face par des spectres tunnel.

ZBC : sigle pour la conductance à ten- sion nulle d’un spectre STM ou "Zero Bias Conductance".

ZBCP : sigle pour "Zero Bias Conduc- tance Peak", soit les pics de conductance à tension nulle.

ZFC : sigle pour un refroidissement en champ magnétique nul ou "Zero Field Cooled".

INTRODUCTION

Voilà plus de vingt ans que l’YBa₂Cu₃O7−δ a été découvert.

Malgré des années de recherches inten- sives ce matériau n’a pas encore livré tous ses secrets, dont le plus important peut être celui des origines de son état supraconducteur. L’YBa2Cu3O7−δ

présente une grande "résistance" aux mesures de spectroscopie tunnel et ARPES. Si bien que le comportement de la densité d’état en fonction du dopage, élément clef pour la compréhension des mécanismes de supraconduction, n’a pu être établi de façon claire.

De nombreuses mesures de diffusion inélastique de neutrons ont mis en évidence le phénomène de résonance du mode collectif d’excitation de spin dans l’YBa2Cu3O7−δ. Mais les difficultés pour caractériser la DOS de ce matériau ont rendu impossible, jusqu’à présent, de bien appréhender l’influence de ce mode collectif sur les spectres tunnel de l’YBa2Cu3O7−δ.

Avec le lancement du Centre de National de Compétence en Recherche (NCCR) sur les matériaux dotés de pro- priétés électroniques nouvelles MaNEP

1, de nombreux projets virent le jour, en particulier pour l’étude des supracon- ducteurs à haute-température critique.

1http ://www.manep.ch/

C’est pendant cette période d’innova- tions que notre travail a débuté par la construction d’un système STM dédié aux mesures sur les supraconducteurs à haute température critique (HTSC).

L’élaboration de ce système aura été un des objectifs majeurs de notre travail.

Le sujet de cette thèse porte natu- rellement sur le STM et sur les me- sures que nous avons entreprises avec, pour caractériser un membre embléma- tique de la famille des cuprates HTSC : l’YBa2Cu3O7−δ.

Pour commencer nous allons intro- duire [Ch.1] le principe de l’effet tun- nel et de son exploitation par cette sonde fantastique qu’est le STM. Nous présen- terons également le système que nous avons mis au point et perfectionné pen- dant toutes ces années.

Puis [Ch.2], nous ferons un bref ré- sumé des propriétés de l’YBa2Cu3O7−δ

et plus particulièrement celles en lien avec nos mesures de spectroscopie tun- nel.

Nous présenterons ensuite les échan- tillons et les mesures [Ch.3]nous ayant servi de support pour ce travail. Nous nous attarderons sur l’échantillon qui présente des propriétés inhomogènes, en particulier pour les valeurs de ∆P, à sa surface. Ces caractéristiques nous

INTRODUCTION

ont permis de mener l’analyse des différentes composantes spectrales de l’YBa2Cu3O7−δ et l’étude de leur com- portement en fonction du gap qui est pré- sentée dans les chapitres suivants.

Ainsi dans le [Ch.4] nous com- mencerons cette présentation des ca- ractéristiques spectrales par les trois couples de pics qui apparaissent de fa- çon usuelle dans les spectres tunnel de l’YBa2Cu3O7−δ.

Ensuite dans le [Ch.5] nous parle- rons de ce que nous avons nommé "élé- ments du fond de conductance" à savoir la conductance à haute tension et à Zéro- Bias (ZBC).

Puis [Ch.6], nous discuterons d’un point inédit dans le cadre de me- sures de spectroscopie tunnel pour l’YBa2Cu3O7−δ, à savoir les empreintes du mode collectif d’excitation de spin dans les spectres tunnel.

Finalement[Ch.7], nous présenterons un modèle tenant compte du couplage entre le mode collectif et la supracon- ductivité dont nous nous sommes ser- vis pour simuler les spectres tunnel de l’YBa2Cu3O7−δ. Au travers des résultats de ce modèle nous discuterons l’origine possible et le comportement des struc- tures spectrales présentées dans les cha- pitres précédents.

CHAPITRE 1

MICROSCOPIE À EFFET TUNNEL

Le microscope à effet tunnel (Scan- ning Tunneling Microscopeou STM en anglais) fut mis au point en 1981 dans les laboratoires d’IBM à Rüschlikon (Suisse) par Gerd Binnig et Heinrich Rohrer[1]. Pour cette sonde révolution- naire, ses inventeurs reçurent le Prix No- bel de physique en 1986. Le STM uti- lise, comme son nom l’indique, le phé- nomène quantique "d’effet tunnel", pour positionner la pointe à une distance finie de surfaces suffisamment conductrices et par extension pour mesurer leur morpho- logie. Une des caractéristiques les plus connues de ce microscope, est sa formi- dable résolution spatiale permettant de

"voir" les atomes.

Dans les sections suivantes nous al- lons brièvement présenter l’effet tunnel ainsi que les aspects techniques qui per- mettent au STM de tirer parti de ce dernier pour fonctionner. Puis nous dé- crirons le microscope que nous avons utilisé pour nos recherches et dont la construction fut une partie importante du travail de thèse. Et finalement nous mon- trerons comment se concrétisent expéri- mentalement ces principes à travers la présentation de mesures réalisables avec un tel outil.

1.1 Effet tunnel et micro- scope

Dans cette partie, une présentation suc- cincte de l’effet tunnel ainsi que la des- cription des principes et des différents aspects techniques du microscope à effet tunnel sont présentés.

1.1.1 Principes de la microscopie à effet Tunnel

Le courant tunnel : Le microscope à effet tunnel tire donc parti, pour fonc- tionner, du phénomène quantique appelé effet tunnel. Manifestation des propriétés ondulatoires des particules quantiques, cet effet permet à ces dernières, contrai- rement à leurs homologues classiques, d’avoir une probabilité de présence par delà une barrière dont le potentiel est su- périeur à leurs énergies. Ou, de façon imagée, ces particules sont capables de franchir la barrière de potentiel comme si elles empruntaient un tunnel la tra- versant. Dans le cas des électrons, en appliquant une tension V_B entre deux électrodes séparées d’une distancedpar un espace vide, on provoque alors un décalage du niveau d’énergie des deux électrodes. Cette différence de potentiel va induire l’apparition d’un courant net, I_T [FIG. 1.1], résultant d’une probabilité

1. MICROSCOPIE À EFFET TUNNEL

plus importante de franchissement pour les électrons d’une des électrode :

I_T VT

≈e^−2κ.d (1.1) avec

κ= s

2mφ

~

2

(1.2)

≈5p

φ(eV) nm⁻¹ Pour un métal typique (φ≈5 eV) le courant diminuera d’un ordre de gran- deur pour chaque augmentation d’un dixième de nanomètre de l’espace entre les électrodes. Le pouvoir de résolution verticale du STM vient donc de la dépen- dance exponentielle du courant IT vis à vis de la distanced.

Principes du microscope : Afin de mettre à profit le pouvoir de résolution verticale de l’effet tunnel en vue d’étu- dier une surface, on remplace les élec- trodes par l’échantillon que l’on veut sonder et par une pointe métallique do- tée d’un apex extrêmement fin. Avec une pointe dotée d’un tel facteur de forme, seuls les derniers atomes de celle- ci participent au processus tunnel et per- mettent ainsi une mesure extrêmement localisée. Encore faut-il être en capacité d’amener la pointe à une distance ap- propriée de l’échantillon, soit quelques dixièmes de nanomètres. En outre, afin de réaliser une image de la surface, il faut pouvoir effectuer un balayage (scan) de celle-ci et en suivre les aspérités avec la pointe. Et c’est précisément en résol- vant ce défi technique que les inventeurs du STM provoquèrent la grande révo- lution de la microscopie dont toutes les sondes locales à balayage actuelles sont issues. Leur idée fut d’utiliser des sys- tèmes de positionnement dans le plan (x- y) et vertical (z), composés de matériaux

FIGURE1.1 – Principe de l’effet tun- nel :le courant s’établit entre la pointe et l’échantillon au travers d’une bar- rière de potentiel φ due à la distance d entre les deux électrodes. Par souci de simplicité, on a choisi des fonctions de travail φ identiques pour la pointe et l’échantillon. Les fonctions d’onde des électronsψ1 et ψ2, sont atténuées de façon exponentielle par la barrière.

Mais un petit recouvrement permet aux électrons de passer d’une électrode à l’autre par effet tunnel. En appliquant une tension positiveVBà l’échantillon, les électrons vont passer de façon pré- férentielle de la pointe aux états inoc- cupés de l’échantillon. Tirée de[2].

piézoélectriques. Un système d’asser- vissement électronique, composé d’une boucle de régulation sur le courant tun- nel, maintient ce dernier à une valeur constante, et ainsi ajuste en permanence la hauteur de la pointe pendant les ba- layages de la surface contrôlés par le sys- tème de positionnement dans le plan. On peut alors déterminer le profil de la sur- face avec une précision inférieure aux distances inter-atomiques.

Le régime tunnel est défini par un jeu

1.1 Effet tunnel et microscope

FIGURE 1.2 – Fonctionnement du STM: avec le système de positionne- ment piézoélectrique vertical on amène la pointe à une distance suffisante pour qu’un courant tunnel, IT, s’établisse à la tension VB. On fait effectuer à la pointe un balayage de la surface de l’échan- tillon, piloté par le système de position- nement dans le plan (piézoélectriques x et y). La hauteur de la pointe est as- servie à une boucle de régulation sur le courant tunnel afin lui faire suivre les aspérités de la surface. Tirée de[2].

de trois paramètres indépendants :dl’es- pacement entre les électrodes (typique- ment 0.5-1.0 nm), IT le courant tunnel (≈ 10-10⁴ pA) et V_B la tension tun- nel appliquée entre les électrodes (≈10- 2.10³mV). Les paramètresIT etVBsont généralement choisis afin d’obtenir une résistance tunnel RT=VB/IT de l’ordre de grandeur de ≈ 10⁹Ω. L’espacement entre les électrodes n’est expérimentale- ment pas accessible, et seules des varia- tions relatives peuvent être mesurées.

La théorie de l’effet tunnel est trai- tée en détail dans de nombreux ouvrages de référence[3, 4]. Elle a également fait l’objet, de façon exhaustive, de présenta- tions de la part de notre groupe[2, 5, 6].

Aussi nous ne présenterons pas les déve- loppements théoriques mais uniquement le résultat de la conduction tunnel auquel

ils aboutissent :

σ_T(x, V) = dI_T

dV (x, V) (1.3)

∝ Z

dω

−f⁰(ω−eV)

Nech.(x, ω)

Cette équation montre la dépendance de la conduction tunnel σ_T(x, V), me- surée au point x, vis à vis de la den- sité d’état électronique locale (LDOS) de l’échantillon N_ech.. La dérivée de la dis- tribution de Fermi-Diracf⁰(ω−eV), agit comme un filtre qui élargit la DOS à tem- pérature non nulle. Cette expression, ob- tenue à partir du formalisme Hamilto- nien, est cruciale pour la compréhension des spectres tunnel.

1.1.2 Aspects techniques du STM Le système de positionnement : Avant l’introduction des piézoélec- triques, aucun système de positionne- ment n’avait la précision requise, ce qui a retardé l’invention du STM. L’effet piézoélectrique est un phénomène que présentent certains cristaux (Quartz et Pb(ZrxTi1−x)O3 (PZT) par exemple).

Ces derniers acquièrent une polarisation électrique dans leur masse et des charges électriques à leurs surfaces quand ils sont soumis à des contraintes méca- niques. C’est l’effet piézoélectrique direct. A contrario, ils se déforment sous l’action de forces internes quand ils sont soumis à un champ électrique, c’est l’effet piézoélectrique inverse. C’est précisément cet effet inverse qui permet de positionner la pointe et d’effectuer un balayage avec la précision requise. Le positionnement se fait par application de différences de potentiels sur des céramiques piézoélectriques, taillées de façons adéquates, qui vont alors se déformer de façon contrôlée.

1. MICROSCOPIE À EFFET TUNNEL

La pointe : Du fait de la précision des systèmes de positionnement piézoélec- triques, la résolution latérale dépend es- sentiellement des caractéristiques de la pointe. Tant que la surface est approxi- mativement plane à l’échelle atomique, la dépendance exponentielle du courant tunnel avec la distance pointe-surface fait que seul l’atome de la pointe le plus proche de la surface importe. Dans ce cas, la forme de la pointe n’a donc que peu d’influence sur la résolution. En re- vanche, si la surface est accidentée, la forme de la pointe va limiter la résolu- tion et il est alors indispensable d’utili- ser une pointe très fine. Sa géométrie api- cale et celle de sa fonction d’onde sont alors primordiales pour confiner les élec- trons composant le courant tunnel dans un étroit faisceau et ainsi obtenir des images de la surface avec une résolution atomique.

Le courant tunnel mesuré est une convolution entre les densités d’états électroniques de la pointe Np et de l’échantillon Nech.. Aussi, pour étudier les propriétés intrinsèques de l’échan- tillon il est préférable d’utiliser des pointes "neutres" de ce point de vue.

C’est à dire sans particularité aucune dans leurs densités d’états et pourvues d’une surface de Fermi bien définie, idéalement sphérique. Par ailleurs, en utilisant des pointes particulières (supra- conductrices, magnétiques, etc), il est possible d’accéder à d’autres informa- tions.

Une des difficultés des mesures STM provient du fait que la plupart des surfaces se recouvrent très rapidement d’une couche oxydée de quelques nano- mètres d’épaisseur qui peut influer sur les états électroniques de surface et donc sur le courant tunnel. Mais il existe des moyens de se prémunir de ce problème, notamment pour la pointe, en utilisant un métal noble qui ne s’oxyde pas.

Tous ces impératifs font que l’on uti- lise communément des pointes dans les métaux suivants : Au, Ir et PtIr.

Propriétés mécaniques du micro- scope : Des perturbations extérieures, telles que des vibrations, peuvent modi- fier la cruciale distance entre la pointe et la surface. Afin de préserver le pouvoir de résolution du microscope, et les pointes, il convient de s’en affranchir.

C’est pourquoi il est indispensable d’utiliser un système d’amortissement pour isoler l’appareillage. C’est pour cette raison également que les STM sont de petite taille (quelques centimètres) et fabriqués dans des matériaux très rigides.

L’électronique : Les courants tunnel mesurés étant très faibles (typiquement 10-10⁴ pA), il est indispensable d’utili- ser un système d’amplification du signal avant de le faire entrer dans la boucle de régulation. L’amplificateur utilisé à cet effet doit être placé le plus près possible de la source du courant tunnel, afin d’évi- ter que d’éventuels signaux parasites ne soient également amplifiés.

1.1.3 Conclusion

Après avoir succinctement présenté l’ef- fet tunnel ainsi que les principes de fonc- tionnement du microscope à effet tunnel, nous allons maintenant présenter l’appa- reillage que nous avons développé. Pour des informations complémentaires sur l’effet tunnel et les STM on se référera aux sources suivantes :[7–10].

1.2 Mandjet : un système STM basse température

1.2 Mandjet : un système STM basse tempéra- ture

Avec le lancement de MaNEP de nom- breux projets virent le jour. Dans notre groupe, cette phase s’est traduite par la construction de nouveaux systèmes, et par la mise à jour complète des systèmes de gestion des STM. Mandjet¹, le sys- tème que nous avons élaboré est né dans cette période d’effervescence.

1.2.1 Introduction historique : conception d’un microscope L’effort de recherche du groupe Fi- scher ce concentre essentiellement sui- vant deux axes : d’une part l’étude des surfaces de cristaux supraconducteurs avec des STM, et d’autre part la syn- thèse et l’étude de dispositifs à base de couches minces. C’est donc naturelle- ment que notre projet a trouvé sa place au carrefour de ces deux expertises : utiliser les compétences acquises dans la microscopie tunnel pour l’étude des couches minces de cuprates HTSC syn- thétisées dans nos laboratoires. Les mo- tivations qui ont conduit à la réalisation de cet appareillage étaient de disposer d’une sonde polyvalente dédiée à l’étude des couches minces de supraconducteurs dans un grand intervalle de température et en champ magnétique.

Un des objectifs de ce projet, initié par Serge Reymond, était naturellement de faire des mesures STM et STS sur des couches minces de YBa₂Cu₃O7−δ

et NdBa2Cu3O7+δ, afin d’en étudier les caractéristiques en fonction des para- mètres de croissance et plus particulière- ment du dopage. Nous avions également

1Le nom de notre système est tiré de celui de la barque solaire diurne utilisée par le dieu Rê dans la mythologie égyptienne.

comme ambition d’étudier l’apparition et la propagation des domaines haute- ment dissipatifs [11, 12] dans les pistes de couches minces de supraconducteurs à haute-température critique. Ces do- maines sont à l’origine des courants qui induisent la transition vers l’état normal de ces pistes. A cette fin, nous comptions utiliser notre sonde locale pour acquérir le profil instantané du potentiel le long d’une piste de supraconducteur transpor- tant du courant, et plus particulièrement d’imager directement ces domaines hau- tement dissipatifs dont la taille supposée est de l’ordre de plusieurs micromètres.

Pour les imager, l’appareillage doit être capable de faire un balayage sur une dis- tance de ≈1 mm avec une résolution meilleure que le micromètre.

C’est pour répondre aux exigences techniques de ces deux modes de me- sures, STM et sonde de potentiel (SCP), que notre appareillage a été pensé et fabriqué. Dans les sections qui suivent nous décrivons le système que nous avons mis au point pour nos recherches dans le cadre de son utilisation comme STM. Pour plus de renseignements sur son mode de fonctionnement comme sonde de potentiel sur des pistes supra- conductrices on se référera à l’article sui- vant[13].

1.2.2 La sonde La tête STM

La "tête" du STM est l’élément essen- tiel et central de notre microscope. Elle est composée, notamment, du système de positionnement piézoélectrique et de la pointe, éléments essentiels à la me- sure. Son architecture dérive du modèle originellement développé par Christophe Renner [14, 15], légèrement modifié et amélioré par la suite, afin de fonction- ner dans les environnements extrêmes de

1. MICROSCOPIE À EFFET TUNNEL

basse température et de haut champ ma- gnétique [6]. La plupart des têtes STM des autres microscopes du groupe ont été construites suivant cette architecture qui pour nous a valeur de standard.

FIGURE1.3 –Schéma(a)et photogra- phie(b)de la "tête" STM : un connec- teur en Caro-Bronze (1), sur lequel est fixé le thermomètre(10), maintient les deux tubes piézoélectriques (repré- sentés transparents sur (a)) de façon concentrique. Le "Translateur"(2)joue le rôle de moteur inertiel et assure les mouvements des chariots x(6)et z(7) qui circulent le long de rails en saphir (respectivement 9 et 8). Le "Scanner"

(3)contrôle la position de la pointe(4) et le balayage au dessus de l’échantillon (5). Le câblage est thermalisé sur le dis- tributeur électrique(11).

La tête de notre sonde est constituée de deux tubes piézoélectriques main- tenus verticaux et de façon concen- trique par une pièce en Caro-Bronze [FIG. 1.3.1], qui fait également office de connecteur général pour le câblage nécessaire au fonctionnement du micro- scope. Sur chacun des piézoélectriques, cinq électrodes d’or parallèles à l’axe du tube ont été déposées : quatre externes et une interne. Cette configuration per- met, par le jeu des tensions appliquées

aux différentes électrodes, de piloter la distancezentre la pointe[FIG. 1.3.4]et l’échantillon[FIG. 1.3.5]mais aussi les balayages ou "scans" dans le plan x-y.

Le tube externe, nommé "Translateur"

[FIG. 1.3.2], joue le rôle de moteur iner- tiel, induisant le mouvement du chariot- z [FIG. 1.3.6] qui transporte l’échan- tillon suivant l’axez. L’extrémité laissée libre du tube interne (ou "Scanner"[FIG. 1.3.3]), sur laquelle s’enfiche la pointe, permet des mouvements dans les trois di- mensions. Ainsi, le "Scanner", comme son nom l’indique, assure le balayage de la pointe et son ajustement vertical (z). On l’associe au travail du "Transla- teur" pendant la phase d’approche qui consiste à amener la pointe à une dis- tance appropriée de l’échantillon pour que s’établisse un courant tunnel. En ap- pliquant un signal cycloïdal au "Trans- lateur", ce dernier se contracte puis se relâche de façon périodique. Communi- quant ses impulsions au chariot-z, celui- ci se met alors en mouvement, glisse puis s’arrête de façon contrôlée le long des deux rails de saphir. Ce type de mouve- ment, appelé en anglais "Slip-Stick", est une possibilité parmi d’autres pour gérer la distance pointe-échantillon. Ce choix a conditionné fortement l’architecture du STM. On peut sélectionner une approche rapide ou fine, en jouant avec la tension et la fréquence d’excitation du signal cy- cloïdal. Des pas contrôlés et dont l’am- plitude peut être inférieure au nanomètre sont ainsi obtenus. Entre chaque pas la pointe se tend sous l’effet du "Scanner"

pour vérifier la présence ou non de cou- rant tunnel.

Avec cette géométrie l’intervalle de balayage, quoique assez large, est limité à 15x15µm² à température ambiante et se réduit, du fait de la dépendance en température des coefficients piézoélec- triques, à quelques µm² à 4.2K. Ces distances dépendent principalement du

1.2 Mandjet : un système STM basse température

diamètre du scanner, et nous disposons de plusieurs modèles interchangeables de cette pièce. Une description complète de la construction, et du choix des ma- tériaux constituant la tête STM "stan- dard" est détaillée dans la référence sui- vante[6].

Système de nano-positionnement Afin de pouvoir localiser les domaines dissipatifs apparaissant le long des pistes supraconductrices avant la transition de celles-ci, il nous fallait être capables de suivre ces dernières sur des distances de l’ordre du mm avec une précision suffi- sante. C’est dans ce but que Serge Rey- mond a développé un système de nano- positionnement unidimensionnel. Il de- vait également nous permettre, en mode STM, de changer de zone de mesure.

Cette modification de l’architecture ori- ginelle prit la forme d’un chariot supplé- mentaire, fixé sur le chariot-z. Glissant sur des rails de saphir horizontaux, il as- sure des déplacements de l’échantillon le long de la direction x sur des distances relativement longues (5 mm) avec une précision submicrométrique.

Description : Ce chariot-x[FIG. 1.3.6 et FIG. 1.4.1], sur lequel est fixé l’échan- tillon, est maintenu sur des rails horizon- taux. Pour le bouger, on procède de la même façon que pour le chariot-z. Mais cette fois, on déforme le "Translateur"

selon la direction x. L’ajustement des pa- ramètres de mouvement est par contre beaucoup plus complexe, compte tenu des différentes masses qui entrent en jeu et qui faussent la transmission de l’im- pulsion du tube piézoélectrique. Avec un réglage optimum des cycloïdes ap- pliquées au "Translateur" le chariot peut être bougé de manière contrôlée dans les deux directions x et z. Dépendamment des paramètres, une seule cycloïde peut

induire un mouvement variant entre 10 et 100 nm du chariot-x.

FIGURE1.4 – Schéma du système de nano-positionnement :le chariot-x(1) avec ses deux électrodes planes (3) se place sur le chariot-z (2), dont le fond (4) fait office de contre-électrode. Le chariot-x est maintenu en place par un jeu de trois patins(5), dont on règle la pression sur les rails de saphir horizon- taux(8) à l’aide d’une vis(7) qui agit sur une lame-ressort(6).

La position de l’échantillon dans la di- rection x est donnée par un senseur capa- citif localisé sous le chariot-x. A cet en- droit sont collées côte à côte deux élec- trodes planes [FIG. 1.4.1]. En combi- naison avec une troisième [FIG. 1.4.2]

en vis à vis, collée sur le chariot-z, elles forment deux capacités variables.

Pour gagner en précision, on a besoin des capacités les plus élevées possible.

Aussi le chariot est monté de telle sorte que l’interstice entre les électrodes soit le plus faible possible (0.2 mm). Dans cette configuration la capacité est de 0.5 pF quand le chariot est centré. En bougeant dans une direction, une ca- pacité croît et l’autre décroît. La dif- férence entre les deux est proportion-

1. MICROSCOPIE À EFFET TUNNEL

nelle à la différence effective des aires et donc au déplacement. Un circuit ca- pacitif radio-fréquencé transforme cette différence de capacité en tension, qui est alors lue et convertie en distance de dé- placement. Afin d’être insensible à la ca- pacité des câbles coaxiaux, la majeure partie du circuit est localisée sur la tête du STM, travaillant ainsi à basse tempé- rature. Cette solution présente également l’avantage de n’utiliser qu’un seul câble de connexion. Avec ce senseur, le dépla- cement de l’échantillon peut être déter- miné avec une sensibilité de 100 nm de- puis la température de l’hélium liquide jusqu’à la température ambiante. Une description complète de ce chariot-x est détaillée dans la référence suivante[13].

Limitations et développements : Le fait que le "Translateur" pilote à la fois les mouvements du chariot-x et ceux du chariot-z, induit un couplage entre les deux. Cette architecture complique en- core le choix des paramètres des diffé- rentes cycloïdes et rend impossible l’uti- lisation du chariot-x pour des mesures tunnel. Des développements récents[16, 17]basés sur les principes présentés ci- dessus, mais utilisant le "Scanner" pour piloter le chariot-x, ont permis de corri- ger ce problème et d’étendre le principe à la directionyen ajoutant un troisième chariot.

Pointes

Nous avons exclusivement utilisé des pointes en Iridium pour nos mesure STM. Ce matériau est très dur, chimique- ment stable, notamment il ne s’oxyde pas à l’air. C’est un métal de fonction d’onde d et sa densité d’état est sans struc- tures dans un intervalle de±0.5 eV de- puis le niveau de Fermi[18]. Par ses ca- ractéristiques, l’Iridium correspond aux pointes idéales pour les mesures STM,

telles qu’elles sont présentées au point [1.1.2]. Nous avons utilisé un bain de CaCl2 + HCl + H2O afin de structurer le fil d’Iridium par attaque électrochi- mique. Les détails de la préparation des pointes peuvent être trouvés dans la réfé- rence[19].

1.2.3 Les unités d’acquisition et de régulation

Ces composantes, essentielles à la ges- tion du courant tunnel, ont fait l’objet d’une mise à jour complète sur l’en- semble des systèmes du groupe Fischer.

Les unités d’acquisition et de régulation ont été développées en utilisant les expé- riences techniques du groupe.

Nous avons installé une carte d’acqui- sition nouvelle-génération sur le système ainsi qu’un nouveau logiciel de pilotage du STM. Un des objectifs était de mini- miser le bruit électronique, car la mesure et la régulation d’un courant inférieur au nano-Ampère rend le problème du bruit électrique très sensible. Une part de notre travail a donc été dédiée à l’assemblage et aux tests de ces nouveaux composants.

L’unité de régulation analogique : Pour le traitement du signal, on a utilisé le concept original, basé sur une boucle de régulation négative intégrale [20], dans des modules composés de circuits imprimés et intégrés. Le nombre de soudures et de connections par câble, source de bruits électroniques, a été ainsi minimisé.

Un schéma de l’électronique de contrôle du système est représenté au graphique [FIG. 1.5]. Les composantes principales de ce circuit sont le pré- amplificateur, l’unité de contrôle du cou- rant, un amplificateur logarithmique, un intégrateur, et un module hautes ten- sions.

1.2 Mandjet : un système STM basse température

FIGURE1.5 –Schéma de l’unité de régulation analogique. Tiré de[21].

La boucle de régulation commence à la pointe du STM, où le câble coaxial prend le courant tunnel pour l’emmener au pré-amplificateur qui est directement branché à un connecteur "lemo" sur la tête de la canne. Ici le courant est trans- formé en tension et envoyé dans l’unité de contrôle qui nous permet d’ajuster le courant tunnel par trois ordres de gran- deur avant l’entrée dans un amplifica- teur logarithmique. Ce dernier linéarise la dépendance exponentielle du courant tunnel avec le déplacement vertical de la pointe. La sortie de l’amplificateur, V_err., est donnée par la fonction de trans- fert suivante :

Verr.=−1.9log( Vin

0.1V) (1.4) Les 0.1V imposés par le circuit, cor- respondent à l’entrée de l’amplificateur logarithmique quand l’amplitude du cou- rant est la valeur de consigne. Un si- gnal d’erreur différent de zéro sera alors intégré et amplifié avant d’être envoyé au scanner pour ajuster la hauteur de la pointe. Pendant ce temps, le système en- registre le courant tunnel ainsi que la po- sition de la pointe.

Un module "diviseur de tension" a été incorporé dans l’unité électronique. Ce dernier permet de diviser le signal d’en- trée et de l’ajouter à un signal (DC) constant (±10V ) que l’on peut ajuster manuellement [22]. Il permet de bou- ger la pointe avec une régulation fine sur l’entière plage de balayage du scanner.

Le logiciel de contrôle : Le nouveau logiciel de contrôle du STM a été déve- loppé dans le groupe en utilisant le dé- veloppeur d’applications Labview. Cette interface incorpore tous les outils néces- saires à la topographie et à la spectrosco- pie[23].

L’unité d’acquisition : Un système multi-tâches fonctionnant en temps réel et optimisé pour l’acquisition des don- nées et le contrôle des applications a été installé dans le système. Il consiste en une carte d’acquisition avec un pro- cesseur 16 bit de Microstar Labora- tories [24] associée avec une carte d’entrées/sorties analogiques et digi- tales[25].

1. MICROSCOPIE À EFFET TUNNEL

1.2.4 L’unité cryogénique

L’unité cryogénique de ce système est composée d’un cryostat et d’un insert illustrés par le schéma[FIG. 1.6].

FIGURE1.6 –Schéma de l’unité cryo- génique : le cryostat est posé sur un support isolé du sol par des amortis- seurs(1). Il est constitué de la chambre à hélium liquide(7) entourée d’un es- pace de super isolation(6). L’insert est constitué de deux tubes concentriques (5) dans lesquels prend place la canne de mesure. Des disques anti-radiation (4) ainsi que la bobine supraconduc- trice(3) sont fixés sur le tube externe.

La partie "morte"(2)située sous la bo- bine supraconductrice a été bouchée.

L’insert se termine par une plaque(11) qui ferme le cryostat et sur laquelle les connecteurs électriques (12 et13), les branchements du circuit de pompage(8 et 9) et la vanne pour le remplissage d’hélium(10)sont fixés.

Le cryostat : Dans ce type de cryo- stat à chargement par le haut (Janis Re- search Company INC.) [26], l’usuelle chambre à azote liquide a été rempla- cée par un espace de super-isolation [FIG. 1.6.6]entourant la chambre à hé- lium liquide [FIG. 1.6.7]. Cette archi- tecture facilite les mises à froid du sys- tème. L’hélium gazeux est évacué vers les lignes de récupération afin d’être re- cyclé. La consommation moyenne d’hé- lium est d’environ 0.5 litre/heure. On peut garder ainsi de l’hélium au-dessus des bobines supraconductrices de l’ai- mant[FIG. 1.6.3]pendant seulement 18 heures. Mais l’échantillon peut conser- ver sa température pendant plus de 30 heures. Ce système requiert environ 100 litres d’hélium par semaine pour se maintenir à froid.

L’insert : Pour l’insert nous avons ré- cupéré une partie du dispositif d’une an- cienne expérience. Il a été conçu pour travailler dans un environnement gazeux.

L’insert est ainsi composé de deux chambres concentriques[FIG. 1.6.5]ter- minées par une plaque[FIG. 1.6.10]qui ferme le cryostat. La première chambre, externe, dans laquelle on fait le vide, as- sure l’isolation entre le bain d’hélium et l’échantillon. La seconde chambre, in- terne, est reliée au bain d’hélium par une pastille de cuivre frittée, au travers de la- quelle on pompe, assurant l’évaporation de l’hélium et l’échange thermique, re- froidissant ainsi l’échantillon.

Des disques anti-radiation[FIG. 1.6.4]

on été installés sur les parties supérieures de la chambre d’hélium afin de limiter les apports de chaleur depuis le haut du cryostat. Dans ces disques ont été per- cés deux trous. L’un sert de guide pour la canne de transfert lors des remplissages.

L’autre maintient en place une tige rigide dans laquelle se trouve un circuit supra-

1.2 Mandjet : un système STM basse température

conducteur qui sert de senseur du niveau d’hélium liquide. Ce circuit est relié à un lecteur à l’extérieur du cryostat[27].

Dans la partie basse de l’insert, les deux chambres concentriques se logent dans la bobine supraconductrice de l’ai- mant [FIG. 1.6.3], dont les câbles sont connectés sur la plaque qui ferme le cryostat.

L’espace mort[FIG. 1.6.2]situé entre le fond du cryostat et le bas de l’insert, est bouché afin que l’hélium liquide ne remplisse pas cet interstice inutile.

La canne : Cet ensemble est com- posé de deux parties : la canne de me- sure [FIG. 1.7] à proprement parler au bout de laquelle est suspendue la tête du STM[FIG. 1.7.1]et la contre-canne, qui est simplement un tube en acier inox avec une extrémité fermée, dans laquelle va se loger la canne. L’étanchéité entre les deux parties est assurée par un joint o’ring.

L’ensemble est connecté à une pompe primaire avec laquelle on fait le vide avant de remplir l’espace entre la canne et la contre-canne avec de l’hélium propre dont on contrôle la pression par une jauge Pirani.

La tête STM est suspendue à un res- sort CuBe [28] à l’intérieur du tube d’acier inox qui compose la canne. On a durci ce ressort par un traitement ther- mique afin d’éviter toute élongation avec le temps.

Un soin spécial a été pris avec la connectivitée dans le but de diminuer les phénomènes d’induction. Ainsi on a utilisé des fils de cuivre isolés et des câbles coaxiaux. Afin de les protéger, tous les câbles qui descendent jusqu’à la tête sont distribués dans six petits tubes [FIG. 1.7.3], servant de gaines métal- liques, répartis autour du tube central.

Juste au-dessus de la tête du STM on a

FIGURE 1.7 – Schéma de la canne de mesure: c’est un tube d’acier inox dans lequel est placé un ressort au bout duquel pend la tête du STM (1).

La connectivité s’organise autour de ce tube à partir d’un connecteur (2)et de 6 tubes d’acier servant de gaine protec- trice(3).

installé un distributeur électrique [FIG. 1.3.11] et [FIG. 1.7.2], tous les câbles sont connectés et thermalisés ici. Les quatre câbles coaxiaux sont dédiés aux signaux les plus sensibles : un pour le courant tunnel, deux pour la tension tun- nel, et un quatrième à la tension de la ca-

1. MICROSCOPIE À EFFET TUNNEL

FIGURE1.8 – Mandjet :photographies de l’unité de contrôle et de régulation piloté par le PC(a)et de l’unité cryogénique(b).

pacité de position du chariot-x.

Performances : Ce système offre une gamme de températures opérationnelles de 2 à 300 K. Nous contrôlons la tem- pérature grâce à plusieurs dispositifs. Le débit de l’hélium est ajusté manuelle- ment par une vanne située sur le panneau de contrôle du groupe de pompage. Il permet un réglage grossier de la tempé- rature. Des mesures précises de la tempé- rature sont obtenues grâce à un thermo- mètre Cernox[29]étalonné et insensible au champ magnétique placé sur la tête du STM. Un petit capot chauffant recouvre la tête du STM et est relié, tout comme le thermomètre, à un contrôleur de tem- pérature (PID) Lakeshore[30].

Un avantage essentiel de ce système est la grande stabilité de la température qui nous permet de planifier des mesures sans être trop contraints par les recharges du réservoir avec l’hélium.

Une bobine supraconductrice multi-

filaments [31] est installée dans la chambre d’hélium liquide et produit un champ magnétique vertical de 9 Tesla avec une homogénéité de ±0,1% sur un domaine de 10 mm de diamètre.

L’espace interne de la bobine, dans le- quel prend place la tête du STM, est la contrainte géométrique majeur de notre système. C’est elle qui a en partie condi- tionné l’architecture de notre sonde.

1.2.5 Les isolations

L’isolation aux vibrations du STM est composée de plusieurs étages. D’abord l’unité cryogénique, qui pèse plus de 70 kg, est posée sur trois amortisseurs[FIG. 1.6.1]à air comprimé [32] qui l’isolent des vibrations extérieures et dont on se sert pour régler l’horizontalité du STM.

Ensuite, les lignes de pompage sont so- lidement ancrées au mur par des amor- tisseurs caoutchouc. Et finalement la tête STM est mécaniquement découplée du reste du système par un ressort Cuivre-

1.3 Mesurer avec un STM

Beryllium[28]qui a les dimensions ap- propriées pour minimiser sa fréquence de résonance. On atteint une fréquence de résonance inférieure à 1 Hz. Le res- sort et la tête rigide et compacte agissent respectivement comme des filtres passe- bas et passe-haut dans une configuration en série.

Tous les câbles en dehors du cryostat sont blindés de façon coaxiale et toutes les unités électroniques des racks ainsi que le cryostat lui-même sont mis à la terre par des câbles de cuivre.

Des o’rings isolants ont été utilisés entre le cryostat et les pompes pour éliminer les boucles de masse et le bruit électronique haute fréquence des pompes. Grâce à toutes ces mesures les bruits électroniques, notamment celui du 50 Hz, ont pu être considérablement ré- duits.

1.3 Mesurer avec un STM

1.3.1 Topographie

Pour construire une image topogra- phique d’une surface, le STM peut tra- vailler de deux façons différentes[FIG. 1.9].

En mode courant constant, la boucle de régulation contrôle constamment la valeur du courant tunnel et ajuste la position verticale de la pointe z, pour maintenir le courant constant. Cet ajus- tement vertical de la pointe est enregis- tré par l’ordinateur et est présenté sous forme d’image z(x, y) par le logiciel.

La pointe suit en fait une iso-surface de la densité d’état électronique. Dans le cas d’un échantillon homogène de ce point de vue, avec une fonction de tra- vail constante, la hauteur de la pointe z(x, y) représente une véritable carte tri- dimensionnelle de la surface. Cependant, dans les systèmes réels la rugosité ato- mique peut être masquée par des effets

de structure de bandes électroniques. Le désavantage de ce mode topographique est la limitation de la vitesse de balayage par la vitesse de régulation du courant tunnel.

FIGURE 1.9 – Topographie, les dif- férents modes : imagerie à courant constant(a)et à hauteur constante(b).

Tirée de[2].

Dans le second mode topographique la boucle de régulation est maintenue ou- verte pendant le balayage. On garde ainsi la hauteur de pointe constante, on enre- gistre alors le courant en fonction de la position IT(x, y). Cette technique per- met des balayages plus rapides, la dis- torsion due à la dérive thermique est ré- duite, la résolution n’est plus limitée par la boucle de régulation et la grande vi- tesse de balayage permet une observa- tion en temps réel du mouvement des atomes. Cependant ce mode est stricte- ment réservé aux aires où la surface est

1. MICROSCOPIE À EFFET TUNNEL

extrêmement plate, avec une rugosité de quelques dixièmes de nm sinon la pointe s’écraserait dans n’importe quel relief de taille supérieure. Un autre désavantage majeur de ce mode est que son contraste ne reflète pas seulement la topographie.

Et même pour les surfaces homogènes, électroniquement parlant, il requiert la connaissance de la fonction de travail locale. Ces images, dont un exemple est donné par la figure [FIG.1.10], sont mieux interprétées comme des cartes de densité d’état à une distance fixe de la surface.

FIGURE 1.10 – Topographie tunnel : mesure 1.6×1.6 µm² effectuée à tem- pérature ambiante sur un échantillon composé d’une couche mince (8 nm) de Nd1.1Ba1.9Cu3O7+δ déposée par des- sus une autre de Nd1.3Ba1.7Cu3O7+δ

(25.9 nm). La surface est constituée d’une succession de terrasses dont la hauteur est égale à la maille élémentaire du NdBa2Cu3O7+δ.

Il faut rester prudent sur la notion de topographie. En mode "imagerie", nous cartographions le courant tunnel (ou la tension de régulation, ce qui revient in fineau même). Celui-ci est dépendant de la distance pointe - surface, mais aussi de la densité d’états de la surface. De plus il peut être fortement modifiée par la

pollution et l’oxydation locale de la sur- face. De manière générale, une variation locale de la densité d’états (qu’elle soit due à une variation intrinsèque à l’échan- tillon ou à un phénomène de pollution) conduit à une variation de courant tunnel traduite par un relief inexistant en image- rie. Un domaine où la densité d’états est plus faible qu’ailleurs produira l’image d’une dépression inexistante dans la réa- lité.

1.3.2 Spectroscopie

Parmi toutes les application du STM, l’imagerie spectroscopique est la plus marquante. Sa résolution énergétique sans équivalent lui permet de révéler les excitations à basse énergie de la ma- tière et en fait un outil idéal pour l’étude de la superconductivité. Cette applica- tion, communément appelée spectrosco- pie tunnel à balayage (STS), permet de sonder de nombreuses propriétés de la surface en fonction de la position. L’idée principale est de voir comment le cou- rant tunnel dépend de la tension appli- quée à une position donnée de la surface.

Pour cela la boucle de régulation est ou- verte et une rampe de tension est appli- quée entre la pointe et l’échantillon. On mesure ainsi la caractéristique "IT(VT)"

dont la dérivée est proportionnelle à la densité d’état locale (LDOS).

Plutôt que d’obtenir les informations sur la LDOS par une simple dérivée numérique des courbes IT(VT), on uti- lise une technique "lock-in" qui réduit de façon significative le bruit. Le prin- cipe est le suivant : un petit signal (AC) V=V_ACcos(ω.t), avec une ampli- tude VAC et une fréquenceωfixées, est ajouté à la rampe de tension. Ce signal (AC) induit une modulation du courant tunnel dont l’amplitude est détectée par l’amplificateur lock-in [33]. Cette tech- nique offre l’avantage de pouvoir choi-

1.4 Conclusion

sir la fréquence hors des domaines des vibrations mécaniques et de bruits élec- troniques, comme le 50 Hzt, et ainsi augmenter considérablement la sensibi- lité. Par contre le temps d’acquisition de cette technique est moins rapide qu’en mode I_T(V_T) et entraîne un léger élar- gissement énergétique. On trouvera un exemple de résultat de cette technique à la figure[FIG.1.11]et pour plus d’expli- cations on se référera à[6, 33].

FIGURE 1.11 – Spectroscopie tun- nel : mesure sur une couche mince de NdBa2Cu3O7+δ sous-dopée (TC= 64K).

De façon générale, une image STS est une carte 2D des caractéristiques tunnel (dans notre cas du signal dI_T/dV_T) me- surées à une énergie donnée e•VT quand la pointe balaie la surface à une tension VB. Toutes les cartes présentées dans ce travail consistent en des mesures simul- tanées de la topographie et de la spectro- scopie. Pendant l’acquisition de la topo- graphie la pointe STM s’arrête en chaque point d’une grille 2D pré-définie et enre- gistre un spectre dIT/dVT. Les données sont sauvées dans une matrice dont la di- mension verticale est l’énergie. Chaque plan horizontal est celui d’une carte de l’intensité d’un dI_T/dV_T à une énergie constante. Cette technique permet une visualisation aisée de l’évolution de la LDOS en fonction de la position et de

l’énergie.

1.3.3 Méthodes expérimentales et appareillage

Afin de mesurer dans les meilleurs conditions possibles et de préserver la fragile jonction tunnel, on suit un strict protocole pour la préparation de la mesure. Tout d’abord on effectue une approche, c’est à dire que la distance pointe-échantillon est réduite de façon automatique jusqu’à l’apparition d’un courant tunnel égal à la valeur de consigne, afin de vérifier une première fois la qualité de la jonction tunnel à haute température. Puis on commence la mise à froid du STM. Pendant cette étape critique où le STM vérifie à intervalles de temps réguliers qu’il est toujours dans les conditions de consigne, on surveille la qualité de la jonction. On doit être très vigilant car au cours de la baisse de la température, un changement des paramètres de contrôle du moteur inertiel doit être effectué afin que le chariot puisse continuer à bouger. Une fois à basse température on effectue encore des tests sur la jonction tunnel et on effectue une recherche d’une zone favorable aux mesures. A cette fin on effectue de grandes topographies. Une fois une zone repérée on teste encore ses propriétés et la qualité de la jonction.

Puis on lance les mesures.

Pour nos recherches nous avons effec- tué des mesures en parallèle sur deux systèmes dont le tableau [TABLE. 1.1]

résume les caractéristiques.

1.4 Conclusion

Dans ce chapitre nous avons présenté le courant tunnel et les possibilités excep- tionnelles qu’offrait son exploitation par

1. MICROSCOPIE À EFFET TUNNEL

STM Conditions expérimentales Spécificités

Mandjet ⁴He ExGaz 2-t.a.[K] 9[T] Mesures de transport possibles

He^{4 4}He L⁴He 4.2-t.a.[K] 8[T] Clivage et changements pointe/échantillonin-situ t.a. : température ambiante

TABLE1.1 –Caractéristiques des deux appareillages STM utilisés pour nos mesures.

le microscope à effet tunnel. Nous avons également décrit l’appareillage que nous avons mis au point et dont la réalisation fut une partie conséquente de notre tra- vail.

Cet outil, nous l’avons utilisé pour mesurer les propriétés de couches minces supraconductrices synthétisées dans nos laboratoires. Malheureusement, malgré quelques résultats encourageants ces mesures furent abandonnées car les jonctions tunnel à ces surfaces se révélaient trop instables. Nous avons donc poursuivi nos mesures sur des cristaux d’un matériau similaire, l’YBa2Cu3O7−δ, dont les propriétés de spectroscopie tunnel sont décrites dans le chapitre suivant.

CHAPITRE 2

SPECTROSCOPIE TUNNEL SUR YBA

CU

O

: GÉNÉRALITÉS

Après avoir introduit les principes de l’effet tunnel, ceux de la microscopie qui en découlent et finalement décrit l’appa- reillage que nous avons réalisé pour me- ner nos études, nous allons dans ce cha- pitre présenter le matériau qui fut l’objet de nos investigations : l’YBa2Cu3O7−δ. De part ses caractéristiques, il est le candidat idéal pour étudier la famille des composés de même structure cristal- line et dont la seule variation est celle de la terre rare (Nd, Hg, ...) rempla- çant l’Yttrium ; mais aussi, d’une ma- nière plus générale, la grande famille des cuprates supraconducteurs à haute tem- pérature critique.

Dans les sections suivantes, nous allons discuter des propriétés de l’YBa₂Cu₃O7−δet plus particulièrement celles qui ont des répercutions dans les mesures de spectroscopie tunnel.

Nous allons d’abord nous intéresser à sa structure cristalline ainsi qu’à ses différentes surfaces pouvant être sondées par STM. Puis nous nous pencherons sur les principaux résultats, en lien avec nos propres mesures de spectroscopie tunnel sur ce matériau.

2.1 L’YBa

Cu

O

: un supraconducteur à haute température critique

Les supraconducteurs non convention- nels sont des matériaux dont les proprié- tés de supraconduction ne se conforment pas à la théorie BCS ou à ses exten- sions. Le premier d’entre eux fut dé- couvert par Johannes Georg Bednorz et Karl Alexander Müller en 1985 [34].

Il s’agissait d’une céramique composée d’oxydes mixtes de Baryum, de Lan- thane et de Cuivre dont la température critique, d’environ 35K (-238^oC) était bien supérieure aux plus hautes tempé- ratures critiques connues à cette époque (23K / -250^oC). Fait exceptionnel, Bed- norz et Müller reçurent dès 1987 le prix Nobel de physique, soit très peu de temps après la publication de leur article. Cette nouvelle famille de matériaux fut lo- giquement appelée "supraconducteurs à haute température critique" (HTSC), et le potentiel de cette découverte généra un élan de recherche frénétique. Très rapidement, en remplaçant le Lanthane par de l’Yttrium, et en produisant donc l’YBa₂Cu₃O7−δ[35], la température cri-

2. SPECTROSCOPIE TUNNEL SUR YBA2CU3O7−δ: GÉNÉRALITÉS

tique bondit à 93K (-80^oC), dépassant le seuil très important d’un point de vue économique qu’était la température de l’azote liquide (77K / -196^oC).

Ces composés complexes forment une classe originale : ce sont des oxydes, assez mauvais conducteurs à tempéra- ture ambiante. Leur structure cristalline est de type lamellaire et leurs propriétés physiques, reflétant leur structure, sont fortement anisotropes.

2.1.1 Structure cristalline et sur- faces de l’YBa₂Cu₃O7−δ

Structure cristalline

Dans sa phase supraconductrice l’YBa2Cu3O7−δ est composé d’une succession de trois cellules de type Pé- rovskite : BaCuO3, YCuO2 et BaCuO3

donnant lieu à une maille élémentaire orthorhombique (groupe d’espace (Pmmm)). Il est toutefois plus pertinent de discuter ce composé du point de vue de sa morphologie planaire. Chaque supraconducteur de cette famille est formé d’une séquence unique de plans d’oxyde de cuivre CuO₂ portant la su- praconductivité, entourés par des plans jouant le rôle de réservoir de charges. A cause de cette alternance de plans, supra- conducteurs et non-supraconducteurs, le long de la direction cristallographique [001], les spectres tunnel des surfaces (001) sont susceptibles de dépendre de la couche finale. C’est cette structure qui conditionne la fonction d’onde de symétrieddu gap supraconducteur dans ces matériaux.

Surfaces et spectroscopie tunnel Contrairement au Bi2Sr2CaCu2O_8+δ, l’YBa₂Cu₃O7−δ n’offre aucun plan de clivage naturel. Cette particularité complique considérablement l’obtention de bonnes mesures sur ses surfaces.

FIGURE2.1 – Structure cristalline de l’YBa2Cu3O7−δ : (a)La cellule-unité orthorhombique de l’YBa2Cu3O7−δ

avec a0=382 pm suivant[100], b0=389 pm suivant[010]et c0=1168 pm suivant [001]. (b) Représentation schématique de la fonction d’ondedx²−y²du gap su- praconducteur dans les coordonnées de la cellule-unité. Tirée de[2].

Les différentes mesures STM sur l’YBa2Cu3O7−δ reportées ont été me- nées sur trois types de surfaces : soit sur les surfaces natives, soit sur des surfaces dégagées en cassant les cristaux ou par une attaque chimique appropriée.

Malgré les difficultés, des mesures de spectroscopie tunnel reproductibles ont été menées avec succès, en tempéra- ture [36] et en champ magnétique[37], sur des surfaces naturelles de cristaux d’YBa2Cu3O7−δ synthétisés dans des creusets de BaZrO₃. Ces expériences ont montré que ces surfaces peuvent soutenir des cycles thermiques répétés entre 4 et 300K. Par contre, sur ces surfaces natives