Institut des
NanoSciences de Paris
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Un graphite intercalé supraconducteur : CaC6

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Figure 1 : Structure hexagonale d’un plan unique de carbone, nommé graphène.

Le graphite est un matériau conducteur formé par un empilement de plans de carbone, de symétrie hexagonale (Fig. 1) et faiblement couplés entre eux nommés graphène (chaque atome de carbone est lié dans chaque plan de graphène à trois autres atomes par des liaisons covalentes fortes et à un atome en dehors du plan de graphène par une liaison faible de type Van der Waals). C’est plutôt un« mauvais conducteur », puisque sa conductivité est environ mille fois moins bonne que celle du cuivre à température ordinaire. Par ailleurs, il comporte deux types de porteurs, ce qui le classe dans la catégorie des semimétaux. Sa conductivité est fortement anisotrope : Elle n’est pas la identique dans la direction des plans ou perpendiculaires à ceux-ci.

De manière fort surprenante, le graphite peut-être rendu supraconducteur par l’intercalation d’atomes comme le potassium (K) ou encore de césium ou de rubidium [1]. Néanmoins la température critique reste très basse ( 0.4K pour C8K). Plus récemment, la supraconductivité a été découverte lorsque des atomes calcium (Z=20) ou encore d’ytterbium (Z=70) sont intercalés, donnant lieu aux composés CaC6 [2,3] pour lequel la température critique Tc est de l’ordre de 11.5K et YbC6 [2] pour lequel Tc 6.5K.

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Figure 2 : Structure de CaC6

La découverte de la supraconductivité dans CaC6 à une température critique assez élevée (11.5K) a suscité un réel intérêt dans la communauté, l’enjeu majeur consistant à comprendre la nature de la supraconductivité dans ce matériau. S’agissait-il d’un mécanisme conventionnel, bien décrit par la théorie canonique de Bardeen, Schrieffer et Cooper (théorie BCS) ou bien d’un mécanisme plus ‘exotique’ ?

Pour répondre à cette question, nous avons effectué des mesures de spectroscopie tunnel à basse température. En raison de la forte réactivité de ces échantillons, ceux-ci ont été clivés sous vide afin d’obtenir une surface propre ou tout au moins exempte d’une forte contamination. Sur la figure 3.a) est présentée une image topographique sur laquelle différentes terrasses planes et des marches monoatomiques sont visibles.

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Figure 3 : a) Image STM montrant les terrasses et les marches mono-atomiques sur la surface. b) Evolution des spectres tunnel avec la température ; c) Dépendance du gap supraconducteur en fonction de la température en comparaison de la valeur prédite par la théorie BCS.

La forme des spectres ne révèle pas de surprise puisqu’elle est tout à fait en accord avec les prédictions de la théorie BCS, avec un ‘gap’ de l’ordre de 1.6meV (Fig. 3b et Fig 4) [4]. Néanmoins, l’ajustement des données fait apparaître un certain élargissement des spectres compatible avec une légère anisotropie du paramètre d’ordre. Celle-ci a plus tard été confirmée par des mesures de spectroscopie en contact (‘point contact spectroscopy’ en anglais) [5]. La dépendance en température du gap supraconducteur suit également celle de la théorie BCS et le ‘gap’ se ferme à la température critique d’environ 10K, une valeur légèrement plus basse que celle obtenue par des mesures macroscopiques telle que la susceptibilité magnétique [3] ou la chaleur spécifique [6].

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Figure 4 : Conductance tunnel à basse température (T=3.2K). En rouge, l’ajustement des données avec la théorie BCS. Il a été nécessaire d’introduire une largeur phénoménologique \Gamma de l’ordre de 0.2meV pour décrire les spectres, que nous avons attribué à une possible anisotropie du ‘gap’ (Dans cette description, il faut remplacer l’énergie E par E-i\Gamma dans la formule BCS donnant le spectre d’excitation N(E) du condensât supraconducteur.

Les études théoriques concluent elles aussi à un mécanisme conventionnel où les électrons sont appariés entre eux par l’intermédiaire des vibrations du réseau cristallin (couplage électron-phonon). Les vibrations en jeu concernent tout aussi bien les atomes de carbone que de calcium (voir [6] ainsi que les autres références citées dans cet article).

[1] “Superconductivity in graphitic compounds”, N. B. Hannay, T. H. Geballe, B. T. Matthias, K. Andres, P. Schmidt, and D. MacNair, Phys. Rev. Lett. 14, 225 (1965)

[2] “Superconductivity in the intercalated graphite compounds C6Yb and C6Ca”, Thomas E. Weller, Mark Ellerby, Siddharth S. Saxena, Robert P. Smith and Neal T. Skipper , Nature Physics 1, 39 (2005).

[3] “Superconductivity of Bulk CaC6” N. Emery, C. Hérold, M. d’Astuto, V. Garcia, Ch. Bellin, J. F. Marêché, P. Lagrange, and G. Loupias, Phys. Rev. Lett. 95, 087003 (2005)

[4] “Scanning Tunneling Spectroscopy on the Novel Superconductor CaC6” N. Bergeal, V. Dubost, Y. Noat, W. Sacks, and D. Roditchev, N. Emery, C. Hérold, J-F. Marêché, and P. Lagrange, G. Loupias, Phys. Rev. Lett. 97, 077003 (2006).

[5] “Evidence for Gap Anisotropy in CaC6 from Directional Point-Contact Spectroscopy” R. S. Gonnelli, D. Daghero, D. Delaude, M. Tortello, G. A. Ummarino, V. A. Stepanov, J. S. Kim, R. K. Kremer, A. Sanna, G. Profeta,and S. Massidda, Phys. Rev. Lett. 100, 207004 (2008).

[6] “Specific Heat of the Ca-Intercalated Graphite Superconductor CaC6” J. S. Kim,R. K. Kremer, and L. Boeri, F. S. Razavi, Phys. Rev. Lett. 96, 217002 (2006).

[7] “Origin of superconductivity of CaC6 and of other intercalated graphites” M. Calandra and F. Mauri, phys. stat. sol. (b) 243, 3458–3463 (2006).