Soutenance mémoire
Généralités sur les supraconducteurs
Bref historique de la supraconductivité
En 1911, le physicien néerlandais Heike Kamerlingh-Onnes [1] a découvert, en refroidissant le mercure en dessous de 4.11 K, que sa résistance électrique chute brutalement à une valeur extrêmement faible: il devient supraconducteur. Il s’agit de la première observation de la supraconductivité. Par ailleurs, alors qu’un conducteur normal se laisse pénétrer par le flux magnétique, ce dernier en est exclu lorsque le matériau en question devient supraconducteur. Cette propriété découverte en 1933 porte le nom d’effet Meissner-Ochsenfeld [2]. Elle est à l’origine de la lévitation magnétique observée quand un aimant est placé au-dessus d’un supraconducteur refroidi à une température inférieure à sa température critique (Tc). C’est en 1957 qu’un modèle mis en place par John Bardeen, Leon Cooper et Robert Schrieffer permet de décrire le phénomène de supraconduction au niveau microscopique. Cette théorie, nommée la théorie BCS leur vaut de recevoir le prix Nobel en 1973. En 1986, Berdnorz et Müller [3] observent pour la première fois la supraconduction à 35 K dans un oxyde, le composé La2 xBaxCuO4-δ, synthétisé à Caen par C. Michel et B. Raveau [4]. Quelques mois plus tard, grâce à la découverte du composé YBa2Cu3O7-x [5] avec une Tc = 92 K, un grand pas est franchi puisque dans les systèmes de réfrigération, l’hélium liquide peut être remplacé par l’azote liquide, moins cher et plus facile à manipuler. Nous parlons alors de supraconducteurs à haute température critique (SHTc). Depuis, la synthèse des composées au bismuth Bi2Sr2CaCu2Ox [6] et Bi2Sr2Ca2Cu3Ox [7] a fait progresser la température critique à 85 K puis 110 K. Les composés au thallium Tl2Ba2Ca2Cu3Ox et au mercure Hg2Ba2Ca2Cu3Ox détiennent jusqu’à présent le record de température critique sous pression atmosphérique avec des Tc de 125 K et de 135 K respectivement. Sous hautes pressions (23 GPa) les Tc augmentent jusqu’à 166 K [8] dans ce dernier matériau.
Plus récemment, les recherches engagées dans ce domaine ont conduit à de nouvelles découvertes telles les composés: borure de magnésium MgB2 [9] (Tc ≈ 40 K) et le composé Na0.3CoO2 1.4H2O (Tc ≈ 5 K) .
L’état supraconducteur : grandeurs caractéristiques
L’état supraconducteur
Les supraconducteurs se caractérisent par une chute brutale de leur résistivité qui devient nulle en dessous d’une certaine température appelée température critique, Tc. Aux températures ordinaires, les métaux purs présentent une certaine résistance au flux des électrons, due à la vibration des atomes. Mais au fur et à mesure que la température diminue, ces atomes vibrent de moins en moins. La résistance baisse lentement jusqu’à s’annuler dans les métaux purs lorsque la température atteint le zéro absolu. Dans le cas des supraconducteurs, la résistance décroît jusqu’à la température critique (Tc > 0 K) où elle tombe à zéro. Ainsi les courants électriques circulent dans les matériaux supraconducteurs parfaits sans aucune perte d’énergie. Un courant peut ainsi circuler indéfiniment dans un circuit supraconducteur à condition de maintenir celui-ci en dessous de sa température critique.
L’état supraconducteur disparaît lorsque la température devient supérieure à la température critique Tc, mais aussi à partir d’une valeur critique d’un champ magnétique appliqué, Hc, ou de celle d’une densité de courant critique, Jc, traversant le matériau supraconducteur. Ces trois grandeurs « critiques » interdépendantes permettent de délimiter une « surface critique » au-delà de laquelle le matériau devient normal .
La résistivité du supraconducteur en dessous de Tc s’annule d’une part lorsque la densité de courant devient inférieur à la densité de courant critique Jc et d’autre part lorsque le champ magnétique appliqué est inférieur à Hc.
Une des caractéristiques fondamentales d’un supraconducteur est sa capacité à expulser les lignes de champ magnétique, ceci est appelé « l’effet Meissner ». Lorsque l’on abaisse la température d’un matériau supraconducteur en dessous de sa température critique, celui-ci crée un champ magnétique s’opposant à celui d’un aimant permanent.
Lorsqu’un supraconducteur de type II est refroidi en dessous de sa température critique le flux commence à pénétrer dans l’échantillon pour un champ Hc1 inférieur au champ critique thermodynamique Hc. L’échantillon est, entre Hc1 et Hc2, dans un état mixte et il conserve des propriétés électriques supraconductrices jusqu’à Hc2. Au-dessus de Hc2 l’échantillon est un conducteur normal à tous points de vue, sauf pour d’éventuels effets de surface. L’état mixte, est un état où la matière supraconductrice est pénétrée par des zones normales, contenant chacune exactement un quantum de flux magnétique (Ø0= h/2e= 2.10⁻⁵ Weber), entourées par des boucles de supercourants. Ces zones normales et les courants tourbillonnants sont nommés vortex.
La force de lévitation
Lorsque nous placons un aimant permanent sur un supraconducteur refroidi en dessous de sa température critique, le champ magnétique généré par l’aimant ne peut pas pénétrer dans l’échantillon; l’aimant est donc repoussé de la surface de l’échantillon et se met à léviter au dessus du supraconducteur, en équilibre sous l’action de la force magnétique et de la force de gravitation. L´aimant qui lévite reste en équilibre stable au-dessus du supraconducteur. Cet équilibre est une manifestation du piégeage des vortex, ou « flux pinning ». Certaines lignes de champ de l’aimant ont pénétré le supraconducteur et le « retiennent » de façon stable audessus de l’aimant.
Si nous refroidissons l’échantillon supraconducteur sans la présence de l’aimant et que ce dernier est ensuite approché, une force de répulsion apparaît et augmente lorsque la distance entre les deux diminue. Cette force appelée « force de lévitation» se développe suite à l’apparition de courants d’écrantage qui s’opposent à la pénétration du flux magnétique. Pour des champs magnétiques supérieurs au champ critique Hc1, le flux pénètre le supraconducteur sous forme de vortex. Lorsque la force de lévitation est suffisante pour compenser le poids de l’aimant, celui-ci flotte .
Earnshaw [18] a montré qu’il est impossible d’obtenir la lévitation stable d’un corps uniquement avec des aimants. En revanche, il existe de nombreuses solutions pour contourner ce problème. Une solution élégante consiste à utiliser un matériau diamagnétique, qui contrairement au ferromagnétique, repousse les lignes de champ.
La lévitation d’un aimant au dessus d’un supraconducteur a un caractère stable. Quand l’aimant est déplacé de sa position de stabilité, il provoque une variation de flux ce qui induit le déplacement des vortex. Or ces derniers sont piégés, ils ne peuvent donc pas se mettre en mouvement aisément. Cela induit une force d’attraction qui tend à ramener l’aimant dans sa position d’équilibre.
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Table des matières
Introduction générale
CHAPITRE I- GENERALITES
Introduction
I. Généralités sur les supraconducteurs
A. Bref historique de la supraconductivité
B. L’état supraconducteur : grandeurs caractéristiques
1. L’état supraconducteur
2. Les deux types de supraconducteurs
C. Densité de courant critique
1. Le piégeage des vortex
2. Le modèle du champ critique
D. La force de lévitation
E. Les applications potentielles
II. L’oxyde supraconducteur YBa2Cu3O7-δ
A. Structure cristallographique
B. Propriétés supraconductrices
C. Diagramme de phases
D. Croissance cristalline
Conclusion
Références bibliographiques
CHAPITRE II- METHODES DE TEXTURATION ET DE CARACTERISATION
Introduction
I. Le principe de la texturation
II. La méthode “Top Seeding Melt Texturation Growth”
A. Principe
B. Elaboration des échantillons
1. Mise en forme des matériaux
2. Choix du germe
3. Traitements thermiques
C. Limitations de ce procédé
III. La méthode d’infiltration et croissance
A. Principe
B. Protocole expérimental
1. Préparation des échantillons
2. Traitements thermiques
IV. Perforation avant texturation
V. Techniques de caractérisation
A. Analyses microstructurales
1. Microscopie optique en lumière polarisée
2. Microscopie électronique à balayage
B. Analyse de la texture
1. Diffraction de neutrons et analyse combinée par diffraction de rayonnements
2. EBSD
C. Etude des propriétés magnétiques
1. Cartographie de champ piégé
2. Force de lévitation
3. Magnétomètre à Squid
4. Caractérisations électriques
Conclusion
Références bibliographiques
CHAPITRE III- OPTIMISATION DE LA METHODE D’INFILTRATION ET CROISSANCE
Introduction
I. Mécanisme d’infiltration
A. Compréhension du mécanisme
B. Problèmes rencontrés lors de l’élaboration des échantillons
C. Conclusion
II. Choix de la configuration : gravité ou capillarité ?
A. Préparation des échantillons
B. Caractérisation des échantillons
III. Mise en forme de la phase « réservoir » Y2BaCuO5 -Y211
A. Effet de la pression de mise en forme
1. Préparation des échantillons
2. Analyse des résultats
B. Effet du type de poudre Y211
IV. Effet de la phase « source » Ba3Cu5O8
A. Variation de la composition de la phase source
B. Choix des quantités de phase respective
C. Différents volumes de phase source
V. Comparaison avec le procédé conventionnel
A. Retrait
B. Porosité
C. Microstructures
D. Qualité de la texture
E. Propriétés supraconductrices
VI. Influence de la taille initiale des particules de Y211
A. Choix de la composition (nature de Y211, taux de platine)
1. Elaboration d’échantillons à partir de la poudre Y211 (Nexans)
2. Préparation de fines particules Y211
B. Caractérisation des échantillons
1. Microstructures
Conclusion générale
