Accueil > Français > Actualité

Interférence entre magnétisme et supraconductivité près de la transition de Mott induite sous pression dans Cs3C60


Une supraconductivité (SC) non conventionnelle est généralement évoquée pour des matériaux présentant une SC proche d’une phase magnétique. Ceci est clairement le cas pour les cuprates à Haute Tc dont l’état fondamental de la phase non dopée est un isolant antiferromagnétique (AF). Cet état est nommé isolant de Mott car les corrélations électroniques (CE) (interactions coulombiennes) localisent les électrons sur les sites Cu. De tels composés deviennent métalliques et SC par introduction chimique de porteurs dans les plans CuO2 : les cuprates sont des isolants de Mott dopés. Ici, nous considérerons un isolant de Mott qui devient métallique par application d’une pression qui réduit les distances intermoléculaires et favorise la délocalisation des électrons. Nous verrons ci-après que cette transition de Mott isolant-métal a pu être mise en évidence dans le cas spécifique de Cs3C60 [1][2]. Ce composé appartient à la famille des A3C60 (A = métal alcalin) pour lesquels les boules de C60 sont repoussées par l’introduction des trois A par maille élémentaire (Fig.1) qui donnent leurs électrons à la molécule de C60. Tous les autres composés A3C60 présentent une SC à pression ambiante et étaient considérés comme des SC conventionnels [3] [4]. Le Cs étant l’alcalin qui présente le plus grand rayon ionique, Cs3C60 est le compose le plus dilaté, qui s’avère être AF de Néél à p ambiante. Il ne devient métallique (et SC avec un Tc optimal 38 K) qu’après la transition de Mott obtenue pour p> p0 = 5 kbar. Ceci est mis en exergue dans notre récent travail dédié à une étude détaillée du diagramme de phase (p,T) de la Fig. 2 dans lequel la SC est proche de l’état isolant de Mott ce qui indique que les CE ne peuvent pas être négligées dans l’état SC.

Les techniques de RMN nous ont permis de révéler les deux isomères de Cs3C60 [2], dont les propriétés magnétiques diffèrent légèrement dans leur état isolant. Ici nous avons choisi de réaliser une étude détaillée de la phase A15 de la Fig. 1 dans laquelle nous mettons en évidence que les phases AF et SC ne coexistent que sur une étroite plage de pression autour de p0 (Fig. 2). Ceci permet d’établir la transition thermodynamique de premier ordre attendue pour la transition de Mott d’un matériau tridimensionnel (3D). Une analyse détaillée des spectres de RMN du 133Cs nous a permis d’exclure tout changement de symétrie à la transition, ce qui est le signe d’une transition de Mott véritable gouvernée par la densité d’états électroniques. Nous avons mis en évidence une faible variation du paramètre du réseau à la transition induite par la dilatation thermique de la maille élémentaire comme dans V2O3.

Fig 1 : Maille élémentaire de la phase A15-Cs3C60. Ici la cellule cubique centrée de boules de C60 est complétée par des paires d’atomes de Cs disposées sur les faces du cube et organisées en chaines dans les trois directions spatiales du réseau.

A p ambiante dans l’état isolant les mesures du déplacement de raie du 13C nous ont permis de montrer que la susceptibilité paramagnétique électronique suit une loi de Curie Weiss de spin S=1/2 alors qu’un haut spin S=3/2 est anticipé d’après la règle de Hundt pour un ion C603+. Cette violation de règle de Hundt due à une déformation de la sphéricité de la boule de C60 (Distorsion Jahn-Teller) était attendue pour des ions chargés C60n+ [5][6].

A p>p0 fixé, dans l’état métallique l’évolution des propriétés SC quand les CE sont progressivement augmentées à l’approche de p0 peut être étudiée. Par exemple la variation en température de (T1T)-1, où T1 est le temps de relaxation spin –réseau du 133Cs ou du 13C donne une mesure du gap supraconducteur 2Δ (voir Fig. 3). Nous avons montré récemment que 2Δ croit quand p décroit vers p0, alors que Tc décroit sur le dôme SC, et donc que 2Δ/kBTc augmente régulièrement à l’approche de la transition de Mott par rapport à la valeur BCS observée en SC conventionnelle.

Fig. 2 (Gauche) : Le diagramme de phase (p,T) de A15- Cs3C60 fait apparaitre à basse T une étroite transition de premier ordre à p0 entre un AF de Néel et un état SC. A plus haute p l’expansion thermique à p fixée induit un retour vers l’état isolant paramagnétique via une transition qui s’élargit quand p croit jusqu’à un pont critique pc 7 kbar. Les divers points expérimentaux représentent certains points spécifiques de la variation observée en Fig. 3 ainsi que sur d’autres grandeurs physiques (voir Références pour les détails).
Fig. 3 (Droite) : Le temps de relaxation spin réseau T1 du 133Cs permet de mettre en évidence le gap SC en dessous de T = 30 K pour p > 5 kbar (symboles bleus, détails en Références) et le gap AF pour p < 5 kbar (symboles rouges pleins). L’accroissement entre les états métallique et isolant paramagnétiques permet de localiser la transition de Mott donnée en Fig. 2.

On peut voir aussi sur la Fig. 3 qu’un accroissement de (T1T)-1 centré à une température T’ >Tc apparait et se prolonge par un comportement tout à fait analogue à celui vu à p ambiante dans la phase isolante de Mott. Ceci signale le retour à haute T à un comportement isolant. La transition de Mott s’élargit et s’estompe progressivement quand p croit, ce qui nous a conduit à établir le diagramme de phase (p,T) présenté en Fig. 2 avec un point critique à pc 7kbar similaire à celui connu pour la transition liquide-vapeur.

Cet ensemble de résultats montre clairement que l’augmentation des CE à l’approche de la transition de Mott n’est pas dramatique pour la SC. Ils suggèrent que les interactions coulombiennes répulsives pourraient même renforcer la supraconductivité par couplage électron-phonon et être partiellement responsables des grandes valeurs de Tc, comme proposé à partir de modèles théoriques qui mettent au premier plan les CE [7]. De plus l’état normal métallique ne montre aucun signe de la phase pseudogap caractéristique du diagramme de phase des cuprates où la transition isolant métal est induite par dopage.

[1] Y. Takabayashi et al, Science 323, 1585 (2009)
[2] Y. Ihara et al, PRL104, 256402 (2010) ; EPL 94, 37007 (2011)
[3] O. Gunnarsson, RMP 69, 575 (1997).
[4] C. H. Pennington et al, RMP 68, 855 (1996).
[5] M. Capone et al, Phys. Rev. B 62 ,7619 (2000).
[6] V. Brouet et al, Phys. Rev. B 66, 155123(2002)
[7] M. Capone et al, RMP 81, 943 (2009).

Références

Mott Transition in the A15 Phase of Cs3C60 : Absence of a Pseudogap and Charge Order
H. Alloul, P. Wzietek, T. Mito, D. Pontiroli, M. Aramini, M. Riccò, J.P. Itie, and E. Elkaim
Physical Review Letters 118, 237601 (2017). doi:10.1103/PhysRevLett.118.237601

P. Wzietek, T. Mito, H. Alloul, D. Pontiroli, M. Aramini and M. Ricc`o, PRL 112, 066401 (2014).

Contact

Henri Alloul