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Spins résonants dans un supraconducteur conventionnel (l’aluminium)


Les supraconducteurs conventionnels avaient longtemps été considérés comme inertes en ce qui concerne leurs spins, en grande partie en raison de la structure de spin (singulet) des paires de d’électrons (« paires de Cooper ») qui composent le condensat (l’état fondamental du système). Nous avons récemment démontré l’existence dans l’aluminium supraconducteur d’excitations (quasiparticules) polarisées en spin ayant de longues durées de vie. Nous avons maintenant effectué des mesures de résonance de spin sur celles-ci. Ce travail contribue au domaine de l’électronique à base de spin et de supraconducteurs, ou spintronique supraconductrice, actuellement en développement rapide. En plus des travaux comme les nôtres sur les excitations polarisées en spin, des efforts complémentaires dans ce domaine portent sur la manipulation de la structure de spin interne du condensat supraconducteur.

Les temps de relaxation et de cohérence des spins ou des aimantations, respectivement T1 et T2, définis dans un premier temps dans le cadre de la résonance magnétique nucléaire (RMN), sont des concepts généraux applicables à diverses systèmes. Si l’on pense aux spins comme des moments magnétiques classiques, T1 est le temps nécessaire pour qu’ils s’alignent avec un champ magnétique externe, tandis que T2 est le temps de cohérence de phase de leur précession « de Larmor » autour du même champ.

Dans une expérience de résonance de spin électronique typique, les électrons sont immergés dans un champ magnétique externe statique et homogène, H. Un rayonnement micro-ondes crée un champ magnétique transverse perturbative (perpendiculaire au champ statique) de fréquence fRF. La puissance micro-onde P(H,fRF) absorbée par les spins est déterminée le plus souvent en mesurant la fraction des micro-ondes incidentes qui ne sont pas absorbées, c’est-à-dire soit transmises soit réfléchies.

Lorsque H est à sa valeur de résonance, Hres=2πfRF/γ – avec γ le rapport gyromagnétique – les spins électroniques précessent autour de H et P(H,fRF) atteint sa valeur maximale. P(H,fRF) est proportionnelle à la partie imaginaire de la susceptibilité magnétique transverse et les deux à [(H-Hres)2+1/(γT2 )2 ]-1 dans le cas d’une polarisation linéaire du champ. Ainsi, T2=2/(γΔH), où ΔH est la largeur à mi-hauteur de la résonance en puissance en fonction de H.


a, b, Image d’un dispositif typique (barre d’échelle = 1µm ) prise au microscope électronique à balayage, et dessins schématiques des systèmes de mesure. Dans les deux cas, un champ statique H est appliqué parallèle à une barre supraconducteur (S, Al) et un signal sinusoïdal d’amplitude rms VRF et fréquence fRF est appliqué à S (avec un câble coaxial résistif en série), ce qui donne un champ de haute fréquence qui est perpendiculaire à H. Deux méthodes de détection « sur puce » sont utilisées pour détecter la précession des spins des quasiparticules. a, (Méthode de Détection 1) Une tension VDC est appliquée entre S et une électrode normale (N1, Al épais) avec une barrière tunnel isolante entre les deux (I, Al2O3). La conductance différentielle G=dI/dVDC est mesurée ; ici I est le courant entre N1 et S. b, (Méthode de Détection 2) Un courant IDC est injecté le long de S. Nous mesurons soit la tension V aux bouts de la barre S soit la résistance différentielle R=dV/dIDC. Nous enregistrons en particulier le courant de « switching » IS auquel S devient résistive. c, La conductance G de la jonction NIS en fonction de H à VDC = -288µV et VRF= VRF0 pour différentes fRF. La ligne verticale noire indique le champ critique de N. Hres et ∆H sont obtenus pour chaque fRF en faisant un ajustement aux données d’une courbe lorentzienne avec un fond linéaire. L’ajustement pour fRF = 10.56GHz est montré (ligne rouge fine). Hres est indiqué par une ligne verticale rouge. d, Hres et ∆H, la largeur de résonance (largeur à mi-hauteur) en fonction de fRF (cercles rouges et bleues respectivement). Un ajustement linéaire aux données de Hres (fRF) donne un facteur g de Landé de 1.95±0.2. Les points noirs indiquent des valeurs obtenues à différentes puissances ou avec la deuxième méthode de détection. Les cercles (carrés) sont des dispositifs où S est de 8.5nm (6nm) d’épaisseur.

Nos mesures de résonance de spin de quasiparticules ont été réalisées sur des films minces d’aluminium supraconducteur en utilisant deux nouveaux techniques de détection de micro-ondes « sur puce », ce qui nous permet de surmonter des difficultés techniques liées à la courte profondeur de pénétration à court de champs magnétiques dans des supraconducteurs de Type I (~16nm pour l’aluminium massif).

Le temps de décohérence de spin obtenu (~100ps), ainsi que sa dépendance en fonction de l’épaisseur de l’échantillon, sont compatibles avec la diffusion spin-orbite de type Elliot-Yafet comme mécanisme principal de décohérence. La divergence frappante entre le temps de cohérence de spin et le temps de relaxation d’accumulation de spin mesurée précédemment (~10ns) indique que ce dernier est plutôt limité par des processus inélastiques.

Ces résultats ouvrent de nouvelles perspectives pour l’étude de l’interaction d’échange dynamique entre les excitations et le condensat des supraconducteurs mésoscopiques conventionnels.

Référence :


Quasiparticle spin resonance and coherence in superconducting aluminium
C. H. L. Quay, M. Weideneder, Y. Chiffaudel, C. Strunk & M. Aprili
Nature Communications 6, 8660 (2015).

Contact :


Charis Quay