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Destruction de la supraconductivité
En réalité, l’effet Meissner n’est pas toujours réalisé en volume. Il existe deux comportements distincts à l’application d’un champ magnétique extérieur donnant naissance à deux types de supraconducteurs, les supraconducteurs de type I où le diamagnétisme est parfait jusqu’à la valeur du champ critique BC et au-delà duquel le matériau redevient normal et les supraconducteurs de type II où le diamagnétisme est parfait jusqu’au premier champ critique BC1, il devient partiel entre BC1 et BC2 pour disparaître au-delà du second champ critique Bc2. La théorie phénoménologique de Ginzburg-Landau nous donne l’équation suivante qui permet de différencier ces deux cas : BC20 HC20 2 HC (1.5)
où est le rapport entre et, appelé paramètre de Ginzburg-Landau.
i) Si 1/ 2 , on a BC2 BC. En diminuant le champ, l’état supraconducteur apparaît à et en dessous de BC avec une expulsion totale du flux magnétique, le supraconducteur est de type I.
ii) Si 1/ 2 , on a BC2 BC. L’état supraconducteur apparaît à et en dessous de BC2. Comme l’expulsion du flux n’est pas complète, le supraconducteur est donc de type II.
Tous éléments purs supraconducteurs sont de type I sauf le niobium et le vanadium (voir Tableau 1.1) alors que les alliages, les composés et les oxydes à haut TC sont de type II (voir Tableau 1.2).
Du fait des valeurs très faibles du champ critique BC, les supraconducteurs de type I ne sont pas utiles pour la construction des bobines pour aimants supraconducteurs. Au contraire, les valeurs élevées du champ critique supérieur BC2 des supraconducteurs de type II permettent d’utiliser ces supraconducteurs pour la fabrication des aimants. Un champ BC2 de 41 T a été effectivement atteint dans un alliage de Nb, Al et Ge à la température d’ébullition de l’hélium, de 51 teslas dans le composé Pb1Mo5.1S6 [33] et de l’ordre de 100 T dans l’oxyde métallique YBa2Cu3O7- à 6 K par des mesures d’aimantation sous champs magnétiques pulsés [34].
Effet de surface
Dans la détermination précédente du champ critique supérieur, on a considéré un échantillon de taille infinie. La prise en compte de la surface d’un supraconducteur, semi-infini par exemple, soumise à un champ qui lui est parallèle impose une restriction supplémentaire : il n’y a pas de courant perpendiculaire à la surface de l’échantillon.
Cela conduit à l’apparition d’un troisième champ critique BC3 > BC2 de telle sorte que la surface de l’échantillon parallèle au champ magnétique B compris entre ces deux champs présente une couche supraconductrice d’épaisseur de l’ordre de. Bien sûr, si on réduit le champ appliqué en dessous de BC2, la supraconductivité s’étend à tout le volume de l’échantillon. L’existence d’une troisième ligne dans le diagramme de phases d’un supraconducteur de type II, BC3(T) (Fig. 1.8), permet d’expliquer certains faits de l’expérience. En effet, pour un champ appliqué parallèlement à la surface de l’échantillon, les mesures de résistivité donnent BC3 en dessous duquel la résistivité s’annule, le supracourant circule dans la couche superficielle. Maintenant, si on fait des mesures d’aimantation, on obtient BC2 car cette expérience est sensible à l’état massif de l’échantillon. Le champ BC3 n’est pas spécifique au supraconducteur de type II, il a été également observé dans certains supraconducteurs de type I.
Origine de la supraconductivité
Lorsqu’un matériau supraconducteur est refroidi en dessous de sa température critique TC, sa conductivité électrique devient infinie. Ce phénomène spectaculaire ne peut être compris que dans le cadre de la description quantique de la théorie microscopique de BCS. En effet, en dessous de TC, le gaz d’électrons célibataires qui caractérisait l’état normal du matériau avant la transition se transforme en un fluide quantique de paires d’électrons corrélés dans l’espace réciproque des quantités de mouvement c’est-à-dire qu’un électron de quantité de mouvement et de spin donnés s’accouple avec un autre électron de quantité de mouvement et de spin opposés pour former une paire de quantité de mouvement nulle dite de Cooper. La colle est assurée par les ondes élastiques du réseau cristallin, appelés phonons. La distance qui sépare les deux électrons de la paire n’est autre que la longueur de cohérence (ex. :Al = 16 000 Å,Nb = 380 Å et seulement 10 Å pour les oxydes à haut TC [34]). Il est d’usage de visualiser l’attraction entre les deux électrons répulsifs par une description naïve de l’espace réel de la manière suivante : un électron interagit avec le réseau d’ions et le déforme créant localement par ce fait un excès de charge positive qui a pour effet d’attirer un second électron. Le second électron interagit donc avec le premier par l’intermédiaire de la déformation de réseau.
Fonction d’onde de l’état supraconducteur
La paire de Cooper possède le double de la charge de l’électron, soit q = 2 e. Alors que les électrons célibataires sont des fermions et obéissent à la statistique de Fermi-Dirac et au principe d’exclusion de Pauli qui n’autorise qu’un électron par état quantique, les paires de Cooper sont des quasi-bosons obéissant à la statistique de Bose-Einstein qui permet d’avoir deux électrons différents dans le même état quantique. Dans un métal, chaque électron possède sa propre fonction d’onde. Dans l’état supraconducteur, toutes les paires de Cooper sont décrites par une seule et même fonction d’onde : (r) nS (r) exp[i(r)] (1.10)
où nS(r) est le nombre de paires (ou encore électrons supraconducteurs) avec (r) .*(r) = nS(r), et(r) la phase, quantité macroscopique proportionnelle aucourant qui circule dans le supraconducteur.
Courant persistant
Pour vérifier que la résistivité d’un supraconducteur était rigoureusement nulle en dessous de TC, H.K.Onnes [39] refroidit un matériau supraconducteur, d’une température supérieure à la température TC à une température inférieure à TC ; le champ s’annula alors induisant des courants dans l’anneau. Pour un anneau de résistance R et de self induction L, ces courants décroissent selon la loi I(t) = I(0) exp (- Rt/L). En observant par exemple le couple exercé par l’anneau sur un autre anneau concentrique parcouru par un courant connu, il est possible de mesurer I(t) avec une très grande précision. Dans ses expériences faites à Leyde, H.K.Onnes utilisa une bobine de 700 mètres de fil de plomb et ne détecta aucune décroissance du courant durant 12 heures environ. Par calculs, il aboutit à une valeur de la résistance inférieure à 10- 17 R 0, R0 étant la résistance du plomb à température ambiante (ou encore inférieure à 10- 15 R’0, avec R’0 résistance résiduelle à 0 °K, extrapolée comme si la supraconductivité n’apparaissait pas). Au cours d’un travail similaire effectué à l’institut de technologie du Massachussets (MIT), S.C.Collins [40] réussit en 1956 à conserver pendant environ deux ans et demi un anneau de plomb dans l’état supraconducteur, traversé par un courant induit constant de plusieurs centaines d’ampères. Il en déduisit que la résistivité du supraconducteur était inférieure à 10-21.cm (à titre de comparaison, la résistivité à basse température du cuivre pur est de l’ordre de 10 9.cm). Puis en 1963, J.File et R.G.Mills [41] étudièrent l’amortissement des courants dans un solénoïde supraconducteur en utilisant des méthodes très précises de résonance magnétique nucléaire (RMN) et en déduisirent que le temps d’amortissement du supracourant était supérieur à 100 000 ans.
Caractéristiques des supraconducteurs à haut TC
Introduction
Le problème clé de la supraconductivité à haute température est la variation de la température critique TC avec les caractéristiques du matériau. Plusieurs modèles ont été proposés ces dernières années pour expliquer la valeur élevée du TC. Même si ces modèles ne font pas pour l’instant l’unanimité au sein de la communauté scientifique, il n’est pas moins vrai qu’ils prédisent en partie les variations de certains paramètres. Les théories les plus réalistes semblent être celles qui affinent ou modifient les théories classiques déjà existantes.
Parmi les faits surprenants qui se sont révélés avec ces nouveaux matériaux figurent [54] : une ligne d’irréversibilité insolite dans le plan H-T avec une fusion possible du réseau de vortex au-dessus de cette ligne, un énorme temps de relaxation non exponentiel des propriétés magnétiques et ses effets de vieillissement, un désaccord dans l’estimation des densités de courant critique, une diminution presque exponentielle de la densité du courant critique en fonction de la température et du champ, une anomalie dans le profil de la variation de la susceptibilité en fonction du champ, un élargissement imprévu de la transition résistive sous champ, et bien d’autres encore. Ces propriétés, qui constituent la base des interprétations actuelles et futures, nécessitent une connaissance complète et précise de la structure de ces matériaux. En effet, bien que les interactions fondamentales qui rendent supraconducteurs ces composés restent à ce jour mal connues, leurs caractéristiques structurales semblent jouer un rôle crucial dans l’apparition de ce phénomène car presque tous ces nouveaux matériaux contiennent des plans d’oxyde de cuivre CuO2 alternés par des couches isolantes ou faiblement métalliques. En dessous de la température de transition supraconductrice, ces plans se transforment en voies de propagation idéale pour les porteurs de charge : la bidimensionnalité de la structure cristalline et la valence mixte du cuivre sont donc à l’origine du caractère supraconducteur de ces matériaux.
L’interprétation physique des images AFM en mode contact est simple : l’image est une surface z(x, y, F = const.). La résolution atomique en mode contact a été prouvée par Giessibl et Binnig en 1992 sur une surface de KBr. [140].
La figure 2.8 montre que dans la région non- contact, la pente de la courbe de Van der Walls est peu profonde comparée à celle de la région contact. Ceci indique de faibles déflections du microlevier en réponse aux changements de la distance pointe-échantillon. De plus, un microlevier inflexible est nécessaire afin d’éviter que la pointe ne colle à la surface de l’échantillon sous l’effet de la force attractive. Le mode à distance induit une très faible force entre la pointe et l’échantillon, de l’ordre de 10-12 N. Cette force est très utile pour l’étude d’échantillons mous ou élastiques. Un autre avantage de taille est que les wafers de silicium ne sont pas contaminés par le contact de la pointe. Dans le cas d’échantillons rigides, les images obtenues par les modes contact et à distance peuvent être très similaires. Toutefois, si la surface de l’échantillon est recouverte d’une fine couche d’eau, les images obtenues par les deux modes seront totalement différentes. L’AFM fonctionnant en mode contact pénètrera la couche liquide pour imager le plan de la surface d’en dessous alors que dans le mode à distance, l’AFM imagera le plan liquide (Fig.2.12).
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Table des matières
Introduction générale
Ch. 1 : Notions théoriques et structures des échantillons
1. Notions de base de la supraconductivité
1.1. Définition d’un matériau supraconducteur
1.2. Effet Meissner
2. Destruction de la supraconductivité
2.1. Supraconducteurs de type I
2.2. Supraconducteurs de type II
2.3. Effet de surface
3. Origine de la supraconductivité
3.1. Fonction d’onde de l’état supraconducteur
3.2. Courant persistant
4. Caractéristiques des supraconducteurs à haut TC
4.1. Introduction
4.2. Composé YBa2Cu3Ox
4.3. Propriétés physico-chimiques
5. Dynamique des vortex
5.1. Origine de d’hystérésis dans les courbes d’aimantation
5.2. Courant de brisure des paires de Cooper
5.3. Force de piégeage
5.4. Régime de l’écoulement de flux (flux flow)
5.5. Concept de l’état critique de Bean
5.5.1. Modèle de Bean
5.5.2. Estimation de la valeur du courant critique
6.1. Matériaux diamagnétiques
6.2. Matériaux paramagnétiques
6.3. Matériaux anti-ferromagnétiques
6.4. Matériaux ferrimagnétiques
6.5. Matériaux ferromagnétiques
7. Ferrite grenat d’yttrium (Y3Fe5O12)
7.1. Propriétés cristallographiques
7.2. Propriétés magnétiques
CH. 2 : Techniques expérimentales
1. Magnétomètre à extraction
1.1. Description de l’appareil
1.2. Détection du signal
2. Diffractomètre de RX
3. Microscope à force atomique
3.1. Forces mises en jeu
3.2. La sonde
3.3. Modes de fonctionnement
4. Microscope électronique à balayage
CH. 3 : Elaboration et caractérisation
1. Poudre de YBa 2Cu3O7-
1.1. Elaboration
1.2. Caractérisation magnétique
1.3. Caractérisation structurale
1.3.1. Résolution de structure d’une poudre par la méthode de profil
1.3.2. Diagramme de diffraction de la poudre d’ybco
2. Poudre de Y 3Fe5O12
2.1. Elaboration
2.2. Caractérisation
2.2.1. Caractérisation structurale
2.2.2. Caractérisation magnétique
3. Mélange nanométrique ybco/yig
3.1. Elaboration
1. Etude de la variation du courant critique en fonction du pourcentage de Y 3Fe5O12 ajouté
2. Etude de la coexistence de la supraconductivité et du ferromagnétisme dans les nanoparticules d’YBCO à 4.2 K
3. Etude de la variation du courant critique en fonction du champ appliqué et de la température dans YBa2Cu3O7- et YBa2Cu3O7- /Y3Fe5O12.
Conclusion générale
Bibliographie
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