Haut PDF Ordre magnétique à q=0 dans les cuprates supraconducteurs à haute température critique

Ordre magnétique à q=0 dans les cuprates supraconducteurs à haute température critique

Ordre magnétique à q=0 dans les cuprates supraconducteurs à haute température critique

duite mais T mag reste élevée. La réduction de l’intensité magnétique correspond à la redistribu- tion de cette intensité dans l’espace réciproque. Elle se traduit par des longueurs de corrélations courtes, dans le plan et le long de l’axe c. Cela implique l’existence de domaines de taille finie. La fluctuation de ces domaines pourrait expliquer pourquoi les sondes locales n’ont pas reporté l’existence d’un tel ordre. La formation de ces domaines pourrait être due à un désordre lié à la structure du système (chaînes CuO pour la famille Y123) ou à la compétition avec d’autres instabil- ités électroniques (ordre de charge). Nous observons des corrélations magnétiques à q=0. De plus, les deux composantes du moment magnétique évoluent différemment en température donnant lieu à une évolution particulière de l’inclinaison du moment magnétique. Il est faible et perpen- diculaire au plan CuO 2 à haute température alors qu’il devient plus fort et incliné à basse tempéra- ture. Cela exclut tous les modèles qui prévoient un moment fixe (géométriquement parlant). En revanche, l’antagonisme entre fluctuations quantiques et fluctuations thermiques pourrait expli- quer cette évolution en température dans le cadre des boucles de courant. La composante hors plan évolue de manière particulière en température. Il semblerait également que cette dépen- dance soit différente en fonction du dopage. Il est nécessaire d’étendre cette étude à d’autres échantillons pour en comprendre l’origine. En outre, au dopage optimal, nous avons démontré que l’intensité magnétique associée à l’ordre magnétique à q=0 continue d’augmenter sous T c ,
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Paramètre d'ordre magnétique dans la phase de pseudogap des oxydes de cuivre supraconducteurs à haute température critique

Paramètre d'ordre magnétique dans la phase de pseudogap des oxydes de cuivre supraconducteurs à haute température critique

1.4 page 32. 1.4 Le pseudo-gap : phénoménologie et modèles 1.4.1 Les faits expérimentaux Les degrés de liberté de charge. En l’absence de champ magnétique, dans l’état normal du régime sous-dopé, la surface de Fermi disparaît progressivement au niveau des points anti-nodaux. La surface de Fermi, bien définie dans le régime sur-dopé ou à haute température dans le régime sous-dopé (cf Fig. 1.4), se réduit alors à des arcs de Fermi (cf. Fig. 1.9c.) lorsque l’on abaisse la température dans la région sous-dopée [143, 57]. Ces arcs de Fermi, associés à des quasiparticules, voient leurs longueurs di- minuer et disparaître lorsque T tend vers zéro comme le montre la Fig. 1.9d. [105]. Parallèlement, les mesures de Raman [124] confirment cette dichotomie entre les points nodaux et anti-nodaux de la surface de Fermi. Cette symétrie comparable à la symétrie d du gap supraconducteur est un des arguments des théories considérant la phase de pseudo-gap comme une une phase de supraconductivité fluctuante. Cette perte d’états au niveau de Fermi est vue par toutes les techniques expérimentales sensibles à la den- sité d’états et au spectre des excitations de charge. Parmi celles-ci on citera la diffusion Raman [139], la photo-émission [59], la conductivité optique [93], l’effet tunnel [157], la chaleur spécifique électronique [129]. On trouvera une revue plus exhaustive des proprié- tés associées au pseudo-gap dans les références [142, 181]. Pour ce qui est de la résistivité électrique, on remarque un écart à la linéarité dans la dépendence en température de celle-ci en dessous d’une certaine température de même ordre de grandeur que pour les autres anomalies (cf. Fig. 1.9b.). Systématiquement, la température à laquelle toutes ces anomalies apparaissent diminue avec le dopage.
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Chaleur spécifique à basse température dans l’état normal des cuprates supraconducteurs

Chaleur spécifique à basse température dans l’état normal des cuprates supraconducteurs

Introduction Après la découverte de la supraconductivité en 1911 par Kamerlingh Onnes [ 1 ], il a fallu attendre plus de 45 ans pour que la théorie de John Bardeen, Leon Cooper et Robert Schrieffer (théorie BCS) [ 2 ] permette d’expliquer le comportement singulier des électrons dans certains métaux, lorsqu’ils sont refroidis en dessous d’une température critique, alors limitée à une vingtaine de kelvins. Découverts en 1986 par Georg Bednorz et Alex Müller [ 3 ], les cuprates supraconducteurs détiennent depuis 1993 [ 4 ] le record de température critique à pression ambiante à 130 K. Dans ces matériaux, l’origine de la supraconductivité n’est pas compatible avec la théorie BCS et demeure une énigme depuis plus de trente ans. La résolution de cette énigme est d’un intérêt fondamental : déterminer les propriétés électroniques particulières des cuprates afin de découvrir les mécanismes à l’origine de la supraconductivité la plus robuste observée à ce jour (à pression atmosphérique, car de la supraconductivité avec des températures critiques plus élevées a été observée dans des hydrures sous haute pression). Mais l’intérêt de ce champ de recherche s’élève au-delà de cet aspect purement fondamental, puisqu’il permettrait de déterminer les ingrédients clés des hautes températures critiques, d’aiguiller la recherche de nouveaux matériaux supraconduc- teurs et permettre à long terme d’accéder à la supraconductivité à température ambiante, ce qui simplifierait considérablement toutes les applications actuelles de la supraconductivité (électroaimants, application à l’IRM, magnétométrie, technologies quantiques...) et ouvrirait de nouvelles voies pour le transport et le stockage de l’énergie par exemple.
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Effet de Haas-van Alphen dans les supraconducteurs à haute température critique

Effet de Haas-van Alphen dans les supraconducteurs à haute température critique

Introduction g´ en´ erale Depuis plus de 20 ans et malgr´e de nombreuses recherches, le m´ecanisme `a l’origine de la supraconductivit´e `a haute temp´erature dans les oxydes de cuivre reste un probl`eme ouvert. Ces mat´eriaux furent d´ecouverts par Bednorz et M¨ uller en 1986. Alors que la temp´erature critique record ´etait de 23 K dans les supraconducteurs conventionnels, elle atteint main- tenant 194 K sous pression dans ces nouveaux compos´es. Ces mat´eriaux sont caract´eris´es par la pr´esence de plans CuO 2 an alternance avec des plans r´eservoirs de charges. Leurs propri´et´es d´ependent fortement de la densit´e ´electronique dans ces plans. A faible dopage, le compos´e se comporte comme un isolant de Mott, les ´electrons ´etant localis´es par une forte r´epulsion coulombienne. A tr`es fort dopage, ces syst`emes retrouvent un comportement de type liquide de Fermi. Entre ces deux extrˆemes, un dˆome supraconducteur apparaˆıt. Diff´erentes sondes exp´erimentales ont r´ev´el´e un comportement anormal du cˆot´e sous-dop´e, indiquant la pr´esence d’une phase dite pseudogap. L’origine et la nature de cette phase res- tent, `a l’heure actuelle, des questions fondamentales soulev´ees par les supraconducteurs `a haute temp´erature critique. Deux classes de sc´enario sont susceptibles d’expliquer l’´evolution des propri´et´es ´electroniques des cuprates en fonction du dopage. Le premier consid`ere le pseudogap comme un ´etat pr´ecurseur de la supraconductivit´e alors que dans le deuxi`eme, le pseudogap marque l’apparition d’une phase ordonn´ee en comp´etition avec la supraconduc- tivit´e.
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Effet Josephson pour l'étude des supraconducteurs à haute température critique

Effet Josephson pour l'étude des supraconducteurs à haute température critique

Le travail effectu´e pendant cette th`ese consiste en une ´etude exp´erimentale du supraconduc- teur `a haute temp´erature critique Y Ba 2 Cu 3 O 7−δ par effet Josephson. Ce compos´e est suppos´e ˆetre un exemple repr´esentatif de la famille des cuprates dop´es en trous dont la pr´esentation fera l’objet du premier chapitre. Depuis leur d´ecouverte, de nombreuses techniques exp´erimentales ont ´et´e utilis´ees pour mesurer les propri´et´es de transport, thermodynamiques et spectrales des supra- conducteurs `a haute temp´erature critique (RMN, photo´emission, effet tunnel, chaleur sp´ecifique, optique, r´esistivit´e, diffusion des neutrons...). Alors que la plupart d’entre elles font partie des outils standards utilis´es pour l’´etude des propri´et´es ´electroniques de la mati`ere, l’effet Josephson est quant `a lui sp´ecifique aux supraconducteurs. Il sera d´ecrit dans le chapitre 2. Il s’agit d’une sonde particuli`erement int´eressante qui met directement en jeu la fonction d’onde du condensat et permet ainsi d’obtenir des renseignements pr´ecieux. Elle n’en demeure pas moins d´elicate ` a mettre en oeuvre car elle n´ecessite la r´ealisation de jonctions (h´et´erostructures), ce qui s’av`ere particuli`erement difficile dans le cas des cuprates.
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Etude de la reconstruction de la surface de Fermi des cuprates supraconducteurs dopés en trous

Etude de la reconstruction de la surface de Fermi des cuprates supraconducteurs dopés en trous

L'une des grandes dicultés dans la compréhension des cuprates vient du fait que la supraconductivité à haute température critique se développe entre une phase isolant de Mott où les corrélations sont très fortes et une phase liquide de Fermi. La bibliographie de ces cuprates étant très dense tant d'un point de vue expérimental que théorique, nous avons choisi de privilégier les faits marquants ainsi que les aspects nécessaires à la bonne com- préhension du reste du manuscrit. Nous commencerons par décrire la structure de ces matériaux. Nous verrons dans une deuxième partie qu'il est possible de considérer l'ensemble de ces cuprates dans un seul diagramme de phase générique. Les diérentes phases y sont présentées et nous nous attarderons plus spéciquement sur l'une d'entre elles encore mal comprise, le pseudogap. Enn nous discuterons des principales approches théoriques proposées.
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Contribution à l'Etude des aimants supraconducteurs utilisant des matériaux supraconducteurs à haute température de transition

Contribution à l'Etude des aimants supraconducteurs utilisant des matériaux supraconducteurs à haute température de transition

44 I.5.1 Définition et caractéristiques Phénoménologie du quench Le quench est un phénomène provenant d’un défaut d’homogénéité thermique : la zone critique (à cause d’un mauvais refroidissement ou d’un dépôt localisé d’énergie) devient résistive et génère une dissipation de chaleur par effet Joule. Cette chaleur se transmet de proche en proche par conduction aux conducteurs voisins (longitudinalement et transversalement). La zone résistive s’élargie générant de plus en plus de dissipation et faisant augmenter la température du conducteur. Le quench continue à se propager jusqu’à ce qu’un évènement stoppe la dissipation d’énergie. Cet événement peut-être la transformation totale de l’énergie magnétique en chaleur, l’enclenchement de systèmes de protection permettant la décharge partielle de l’énergie à l’extérieur de l’aimant ou encore l’endommagement et la rupture de l’aimant à cause d’une température ou d’un gradient thermique trop élevé. Lorsque la supraconductivité est perdue localement, on parle alors de la transition résistive qui est la conséquence de cette perte. On utilise le terme «quench» lorsque cette transition résistive se propage de manière irréversible dans le bobinage. Si au contraire cette zone résistive se résorbe (car l’énergie dissipée est évacuée par le système de refroidissement), on parle alors de la récupération de l’état non dissipatif. Un quench est souvent la conséquence d’un dépôt localisé d’énergie (dégradation du refroidissement, rayonnement, mouvements des conducteurs, courants induits, …) faisant augmenter localement la température au-delà de la température critique sous le courant et le champ magnétique de fonctionnement. Le supraconducteur expulse progressivement le courant entre cette température dite température de partage et notée T cs (pour température de
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Rôle des ondes de densité dans les modèles théoriques pour cuprates supraconducteurs

Rôle des ondes de densité dans les modèles théoriques pour cuprates supraconducteurs

—Feynman, 1957 [ 4 ], année de découverte de la théorie BCS Plus de 30 ans après sa découverte, la supraconductivité à haute température critique dans les cuprates n’a toujours pas d’explication. Ce n’est pas la première impasse de l’histoire des sciences, mais elle sera définitivement parmi les grandes. Où est le problème? La mé- thode scientifique a trois étapes : on énonce d’abord une hypothèse, on calcule ensuite ses conséquences, et enfin, on compare ces dernières aux expériences. Si les conséquences prédites sont en désaccord avec l’expérience, l’hypothèse est falsifiée et on peut passer à la suivante. Le domaine des cuprates ne manque ni d’hypothèses ni d’expériences. Le manque d’imagination est plutôt pour les méthodes de calcul. Pour qu’une hypothèse scientifique soit bonne, elle doit offrir des prédictions claires en bonne quantité; une hypothèse vague ou limitée n’est pas intéressante. Toutefois, on parle rarement des hypothèses suffisam- ment claires, avec un grand potentiel de prédictions, mais pour lesquelles les calculs sont impossibles. L’hypothèse favorite pour les cuprates, et ce depuis l’année même de leur découverte, est le modèle de Hubbard. On prétend, probablement avec raison, qu’il contient tous les ingrédients nécessaires pour expliquer les cuprates. Ce fut d’ailleurs relativement bien démontré pour les phénomènes de haute énergie. Toutefois, à l’échelle des basses énergies, celle-là même pour laquelle les expériences deviennent de plus en plus précises, on ne s’entend pas toujours sur les prédictions du modèle, les calculs étant trop difficiles. Ce problème persistant soulève des questions. Sera-t-on en mesure, si c’est le cas, de démontrer qu’il manque un ingrédient au modèle de Hubbard? Aura-t-on suffisamment confiance en nos prédictions pour constater l’échec du modèle ou restera-t-on dans l’incertitude à cause de l’imprécision de nos calculs? S’il y a bon espoir que les méthodes adéquates arriveront, il faut aussi être préparé à l’éventualité qu’elles n’arrivent pas. Et dans cette éventualité, il
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Étude, par principes premiers, des effets de la corrélation entre électrons sur les
propriétés électroniques et magnétiques de polymères pontés et de
supraconducteurs à haute température critique

Étude, par principes premiers, des effets de la corrélation entre électrons sur les propriétés électroniques et magnétiques de polymères pontés et de supraconducteurs à haute température critique

La présente thèse traite de la description de systèmes complexes, notamment des poly- mères et des cuprates, par la théorie de la fonctionnelle de la densité. En premier lieu, la théorie de la fonctionnelle de la densité ainsi que différentes fonctionnelles utilisées pour simuler les matériaux à l’étude sont présentées. Plus spécifiquement, les fonctionnelles LDA et GGA sont décrites et leurs limites sont exposées. De plus, le modèle de Hub- bard ainsi que la fonctionnelle LDA+U qui en découle sont abordés dans ce chapitre afin de permettre la simulation des propriétés de matériaux à forte corrélation électronique. Par la suite, les résultats obtenus sur les polymères sont résumés par deux articles. Le premier traite de la variation de la bande interdite entre les polymères pontés et leurs ho- mologues non pontés. Le second se penche sur l’étude de polymères à faible largeur de bande interdite. Dans ce dernier, il sera démontré qu’une fonctionnelle hybride, conte- nant de l’échange exact, est nécessaire afin de décrire les propriétés électroniques des systèmes à l’étude. Finalement, le dernier chapitre est consacré à l’étude des cuprates supraconducteurs. La LDA+U pouvant rendre compte de la forte localisation dans les orbitales 3d des atomes de cuivre, une étude de l’impact de cette fonctionnelle sur les propriétés électroniques est effectuée. Un dernier article investiguant différents ordres magnétiques dans le La 2 CuO 4 dopé termine le dernier chapitre. On trouve aussi, en an-
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Effet du dopage sur la modulation de structure des matériaux supraconducteurs à haute température critique à base de bismuth

Effet du dopage sur la modulation de structure des matériaux supraconducteurs à haute température critique à base de bismuth

II-2 Families of Superconductive Cuprates 36 II-3 Crystal Structures of Bi- superconductors II-3-1 Introduction 39 II-3-2 The crystal Structures of Bi-22(n−1)n high temperature superconductors 40 II-4 Modulated structure of Bi-based superconductors 47 II-4-1 Modulated structure materials 47 II-4-2 Modulation in the Bi-2212 structure 49 II-4-3 Origin of the modulated structure 50 II-5 Effect of doping on the Bi-based superconductors 52 II-5-1 Introduction 52 II-5-2 Effect of doping on the Bi-2212 Phase 53 II-5-3 Effect of samarium doping on BSCCO 54 II-5-4 Effect of doping in Bi-sites of Bi-2212 phase 55 III-5-5 Effect of Oxygen stoichiometry 56
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Étude en transport de la phase pseudogap des cuprates supraconducteurs : point critique, limite Planckienne et transformation de la surface de Fermi

Étude en transport de la phase pseudogap des cuprates supraconducteurs : point critique, limite Planckienne et transformation de la surface de Fermi

De plus, les anomalies dans les différents coefficients de transport des cuprates ont un intérêt qui s’étend au-delà du domaine des supraconducteurs à haute température cri- tique, car ils sous-tendent des mécanismes de diffusion atypiques pour lesquels les théories en matière condensée actuelles n’ont pas encore de réponse claire. On peut ainsi citer la résistivité linéaire en température (voir chapitre 3 section 3.1 ) [ 30 , 31 , 36 , 162 ], la magnétoré- sistance non-quadratique [ 163 ] ou encore la dépendance en température de la résistance de Hall [ 164 ]. La résistivité linéaire en température, sur une large gamme en température, est l’un des phénomènes les plus troublants observés dans les cuprates (et dans d’autres systèmes d’électrons fortement corrélés), et difficilement réconciliable avec un modèle conventionnel basé sur un couplage électron-phonon [ 30 ]. Enfin, l’absence de saturation de la résistivité dans LSCO optimalement dopé, et ce jusqu’à 1000 K, laisse également penser que les interactions électron-phonon ne sont pas le mécanisme dominant [ 30 , 31 ].
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Endommagement des bétons à haute température

Endommagement des bétons à haute température

Pour montrer l’effet structure d’un échantillon en béton chauffé et simultanément sollicité en compression, des simulations ont été menées avec le modèle d’endommagement thermique à l’échelle des constituants du béton, générés avec le Béton Numérique. Ces simulations permettent de reproduire l’évolution de la déformation thermique sous charge en fonction de la température, constatée expérimentalement et montrent que celle-ci est due, en grande partie, à l’endommagement du matériau à haute température. Celui-ci est la combinaison d’une partie mécanique à l’échelle des constituants due à la différence de dilatation entre la pâte de ciment et les granulats lors de la montée en température et d’un endommagement dû aux transformations physicochimiques de la pâte de ciment. En d’autres termes, la montée en température endommage le matériau et augmente donc considérablement la déformation mécanique engendrée par la charge appliquée, même si celle-ci ne représente que 20 ou 40 % de la résistance du matériau à froid.
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Packaging de composants grand gap haute température et haute tension

Packaging de composants grand gap haute température et haute tension

ces matériaux ont généralement une faible conductivité thermique et électrique, il est néces- saire d’introduire des particules métalliques d’or (Au) ou d’argent (Ag) pour améliorer leurs propriétés. A cause de leur manque de stabilité aux températures supérieures à la tempéra- ture de transition vitreuse, ces matériaux ne peuvent pas être utilisés à haute température (>200°C) [Hvims, 1995]. Les nouvelles solutions comme la TLP (Transition Liquid Phase) et la LTJT (Low Temperature Joining Technique) permettent le passage à de plus hautes tempé- ratures. La TLP est basée sur la diffusion d’une couche métallique mince dans les matériaux. Cette couche à faible point de fusion va, suite à une élévation de température, réagir avec le matériau et former une couche intermétallique. Cette couche intermétallique en refroidissant aura une température de fusion plus élevée que celle d’origine. Une nouvelle élévation de tem- pérature va permettre à cette couche intermétallique de diffuser de manière homogène dans les matériaux à assembler [Welch et al., 2005]. La LTJT est une méthode qui permet de lier de l’argent à température plus basse que son point de fusion (960°C). La méthode consiste à utiliser de l’argent en poudre permettant un frittage à une température de 700°C environ. Il est même possible d’abaisser encore la température de frittage notamment en augmentant la pression exercée ou en utilisant des poudres d’argent de dimension nanométrique.
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Propriétés de l'état normal des cuprates sous-dopés sous champ magnétique intense

Propriétés de l'état normal des cuprates sous-dopés sous champ magnétique intense

H = −V cell /en SdH ♦Q ♥ SdH = F/Φ 0 = ✵✳✵✸✽ 9❧❡❝-=♦♥> ♣❛= ❝❡❧❧✉❧❡ ✉♥✐-9✳ ✭❞✬❛♣=N> ❬ ✶✶✶ ❪✮ ≃ ✺✵ ❑✮✳ ◆9❛♥♠♦✐♥>✱ ❡♥ ❞❡>>♦✉> ❞❡ ❚ c ♦♥ =❡♠❛=:✉❡ :✉❡ ❝❡> ✢✉❝-✉❛-✐♦♥> ❞✬♦=❞=❡ ❞❡ ❝❤❛=❣❡ >♦♥- >-❛❜✐❧✐>9❡> ♣❛= ❧✬❛♣♣❧✐❝❛-✐♦♥ ❞✬✉♥ ❝❤❛♠♣ ♠❛❣♥9-✐:✉❡ ❝♦♠♠❡ ❞❛♥> ❧❡ ❝❛> ❞❡ ❧❛ ❘▼◆✳ ❉❡> ♠❡>✉=❡> ❞❡ ✈✐-❡>>❡ ✉❧-=❛>♦♥♦=❡ ♦♥- ♣❡=♠✐> ❞✬9-❛❜❧✐= :✉❡ ❧✬♦=❞=❡ ❞❡ ❝❤❛=❣❡ ✈✉ ❡♥ ❘▼◆
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Spectroscopie locale à basse température dans des systèmes supraconducteurs désordonnés

Spectroscopie locale à basse température dans des systèmes supraconducteurs désordonnés

L’oxyde d’indium est également étudié dans le contexte de la physique des conducteurs désordonnés depuis une trentaine d’années. En effet, l’évaporation au canon à électrons d’une cible d’In 2 O 3 permet d’obtenir des films d’InO x possédant un déficit en oxygène q = 1.5−x. En augmentant la pression résiduelle d’oxygène durant le dépôt, la concentration q de sites vacants en oxygène diminue ce qui augmente le nombre d’électrons participant à la formation de liaisons covalentes In − 0 et diminue finalement la concentration n d’électrons ne partici- pant pas à ces liaisons. Ainsi, ajuster la pression d’oxygène durant le dépôt d’un film d’oxyde d’indium permet d’induire une transition métal-isolant paramétrée par la concentration de porteurs de charge. Par ailleurs, selon la pression d’oxygène utilisée, de tels échantillons peuvent présenter à basse température une transition vers un état supraconducteur (avec des températures critiques comprises entre ∼ 0.5 K et ∼ 3.6 K [ 68 , 69 ]) ou au contraire un comportement isolant. Ainsi, simplement en faisant varier un paramètre de croissance, il est possible d’étudier la transition supraconducteur-isolant dans l’oxyde d’indium. Enfin, la structure amorphe 1 (identifiable par une opacité à la lumière visible, et une forte résistivité
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Visualisation magnétique de vortex dans les films minces supraconducteurs

Visualisation magnétique de vortex dans les films minces supraconducteurs

L'inuence de la convolution par la taille s de la région active de la sonde Hall est visible à la gure B.2. La valeur de s = 1 µm est délibérément choisie plus grande que celles de l'expérience (autour de 300 nm), an de maximiser les eets de la convolution. Ces derniers n'ont de l'importance qu'aux endroits où le champ varie rapidement en fonction de x, c'est-à-dire à proximité du pic. Pour une hauteur z = 0.4 µm largement inférieure à celles auxquelles les mesures ont été prises, la convolution diminue la hauteur du pic de 6.1% par rapport à sa valeur initiale. Pour z = 1.2, 2.0 et 2.8 µ m, l'inuence de la convolution est minime et la variation relative du pic est respectivement de 1.1% , 0.4% et 0.2%. En xant s = 450 nm, la convolution pour z = 1.2 µm engendre une variation relative de la hauteur du pic de 0.25%, qui décroît davantage lorsque la hauteur augmente. Il est donc légitime de xer s. Par ailleurs, d'après l'analyse menée ci-dessus, les eets de convolution par la taille de la sonde Hall sont négligeables pour les hauteurs de mesure dans notre expérience. Bien que n'intervenant pas dans la relation (4.20), il est nécessaire de tenir compte de s, car la taille nie de la sonde a un eet de convolution sur le champ magnétique réel. En eet, au lieu de mesurer B z (x, z) , le champ mesuré est donné par la relation (4.9). La fonction de transfert G est supposée constante sur toute la surface active de la sonde et B z (x, z) est considéré comme indépendant du temps. En pratique, le produit de convolution est calculé numériquement en moyennant l'amplitude du champ sur un nombre de pixels voisins correspondant à s.
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Réseaux de SQUIDs à haute température critique pour applications dans le domaine des récepteurs hyperfréquences

Réseaux de SQUIDs à haute température critique pour applications dans le domaine des récepteurs hyperfréquences

133 La question que l’on peut se poser est combien de jonctions, ou combien de SQUID, participent à la réponse en tension au point de fonctionnement optimum déterminé par les mesures. Pour tenter de répondre à cette question, on peut analyser les caractéristiques tension en fonction du champ magnétique appliqué par analyse en transformée de Fourier. En effet, la transformé de Fourier d’un tel signal transforme le champ appliqué en surface effective. La Figure 98 montre la transformée de Fourier des réponses DC aux points de fonctionnement optimaux de la Figure 96. On observe que les surfaces se répartissent environ entre 20 µm² et 165 µm². Ce sont les surfaces effectives (pour rappel la surface effective est la surface réelle multipliée par le facteur de focalisation). D’après le masque de lithographie, la surface maximum de chaque réseau est de 30x3µm². Nous avons vu précédemment que le processus de fabrication ne permet pas d’obtenir une réplique exacte du masque de lithographie. Plusieurs mesures au microscope optique sur différents SQUID ayant cette même surface ont permis d’identifier la surface réelle moyenne de 108.5 µm². Le rapport entre la valeur de surface effective correspondant au dernier pic de la transformée de Fourier, et la valeur moyenne de surface réelle donne le facteur de focalisation. Dans notre cas le facteur de focalisation est d’environ 1.8, valeur plus petite que ce qu’on peut trouver dans la littérature, (2 à 3 d’après (Clarke & Braginski, 2005b) et 5 d’après (Zani et al., 1991)).
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Fabrication d'un bolomètre supraconducteur à haute température critique opérant dans les micro-ondes

Fabrication d'un bolomètre supraconducteur à haute température critique opérant dans les micro-ondes

Nous avons d'abord reussi a fabriquer un premier prototype utilisant le supracon- ducteur YBCO pour former la cavite resonante, et le meme supraconducteur dope au Praseodyme (YPBCO) pou[r]

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Elaboration et caractérisation de nanostructures de FeRh structure, ordre chimique et transition magnétique

Elaboration et caractérisation de nanostructures de FeRh structure, ordre chimique et transition magnétique

IV.C.2.1 Description de l’holographie électronique off-axis : de la formation des franges d’interférence à la cartographie du déphasage magnétique 1. Principe En microscopie électronique en transmission, le faisceau électronique incident, assimilé à une onde plane, est modifié en amplitude et en phase lors de la traversée d’un échantillon. Comme en diffraction des rayons X, les informations recueillies dans les images ne donnent accès qu’à l’intensité de l’onde à la sortie de l’échantillon (carré de son amplitude). Le terme de phase, c’est-à-dire le déphasage subi par le faisceau lorsqu’il traverse l’échantillon, est donc a priori perdu. L'holographie électronique off-axis [12], [13] vise précisément à récupérer cet terme de phase. C’est une technique d’interférométrie qui consiste à faire interférer un faisceau électronique cohérent dit « de référence » (n’ayant pas subi de perturbation) et un faisceau ayant interagi avec un objet et les champs l’environnant (figure 4.19). L'interférence est réalisée à l’aide d’un biprisme de Möllenstedt, un simple fil conducteur de diamètre micrométrique placé sous l’échantillon et porté à un potentiel électrostatique qui dévie les faisceaux passant de part et d’autre et provoque leur interférence (l’hologramme). De l’analyse des hologrammes il est possible de mesurer le déphasage du faisceau ayant interagi avec l’objet et les champs électromagnétiques locaux par rapport au faisceau de référence et d’en déduire une cartographie projetée de ces champs. L’HE nécessite donc des étapes de traitement et d’analyse des hologrammes qui rendent pour l’instant difficile des études dynamiques.
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Effets Seebeck et Nernst dans les cuprates étude de la reconstruction de la surface de Fermi sous champ magnétique intense

Effets Seebeck et Nernst dans les cuprates étude de la reconstruction de la surface de Fermi sous champ magnétique intense

Le montage utilise dans la plupart des mesures exposees ici est illustre schemati- quement a la figure 3.1. Deux a trois copies de ce montage sont installees sur une tige qui est insere[r]

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