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NanoSciences de Paris
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Effet de Proximité Supraconducteur


Effet de Proximité Supraconducteur

  Introduction
1. Effet de proximité dans un métal 2D désordonné
2. Effet de proximité entre 2 supraconducteurs
3. Effet de proximité dans un isolant topologique

PNG Lorsqu’un métal normal (N) est mis en contact électrique avec un supraconducteur (S), des paires de Cooper peuvent sortir de S vers N, et modifier les propriétés du métal. Ce phénomène, connu comme l’effet de proximité, a été intensément étudié dans les années 1960 [1,2], et il ya eu un regain d’intérêt dans les deux dernières décennies en raison de la possibilité d’étudier cet effet à des échelles de longueur et d’énergie beaucoup plus petites [3 ]. Lorsqu’une paire de Cooper pénètre dans un métal normal par l’intermédiaire d’une réflexion d’Andreev [4], elle devient une paire d’états d’électrons symétrique par renversement du temps et se propage de façon cohérente sur une distanc appelée longueur de cohérence, LC. Dans les métaux diffusifs, LC dépend de la constante de diffusion, de l’énergie des états électroniques (par rapport à l’énergie de Fermi), et de la longueur de cohérence de phase dans N. Cette fuite de paires de Cooper modifie la densité locale d’états (DOS) du métal normal sur une distance LC depuis l’interface SN. Une telle modification a été mesurée avec résolution spatiale au cours des dernières années à l’aide de la microscopie/spectroscopie à effet tunnel (STM / STS) [5,6] appliquée aux systèmes mésoscopiques [7-11]. Les progrès récents dans la croissance contrôlée de surfaces atomiquement propres dans des conditions ultravide ont permis de sonder in situ l’effet de proximité à très haute résolution spatiale et en énergie par STM / STS [12,13]. L’effet de proximité n’est pas exclusif des systèmes S-N. Si un supraconducteur S1, de température critique TC1 et de gap Δ1, est mis en contact avec un autre supraconducteur S2 avec TC2 < TC1 et d’énergie écart Δ2 < Δ1, la DOS locale des deux supraconducteurs à proximité de l’interface devrait être modifié. A une température T < TC2, cette modification devrait être significative. En outre, dans la gamme de température TC2 < T < TC1, un paramètre d’ordre local fini dans S2 (formellement non-supraconducteur) pourrait être induit par effet de proximité, du à l’existence d’une interaction attractive d’appariement non nulle λ2 dans S2. Un tel mécanisme devrait se traduire par une supraconductivité d’interface induite par effet de proximité. Ces effets remarquables, discutés qualitativement par de Gennes et ses collègues dans les années 1960 [1,2], n’ont jamais été explorés expérimentalement, avec résolution spatiale. Ci-après, nous décrivons deux géométries de proximité intéressantes récemment explorées.

1.Effet de proximité dans un métal 2D désordonné ( Phys. Rev. Lett. 110, 157003 )

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Dans cette activité, nous explorons expérimentalement et théoriquement l’effet de proximité dans un métal très diffusif de quelques couches atomiques. Les échantillons sont fabriqués in situ par dépôt de Pb à température ambiantesur une surface atomiquement propre 7x7 reconstruitede Si (111) non dopé . L’image topographique STM de la figure (a) montre un réseau d’ilots monocristallins de Pb de 7-13 ML d’épaisseur, reliés entre eux par une couche de mouillage de 1-2ML (WL) de Pb [10]. Dans la Fig. (b) la géométrie de l’expérience est schématisé ; les régions intéresantes comprennent le bord de l’îlot et la partie adjacente de la WL. Les expériences ont été effectuées sous ultravide P <5x10-11 mbar avec une pointe Pt/Ir taillée au ciseau. Pour augmenter la résolution spectrocopique, les expériences de STS ont été effectuées à 320 mK, soit à T / Tc = 1/20 [11]. Les spectres de conductance tunnel locale dI / dV (V) (X, Y) ont été dérivés à partir des données brutes I (V) (X, Y). Notre principale conclusion est illustrée figure. (c) où on peut suivre l’évolution des spectres dI / dV (V) (X, Y) locaux en fonction de la distance du bord de l’îlot. L’état supraconducteur dans les îlots est caractérisé par un gap complètement ouvert dl / DV (V = 0) = 0 (courbe du bas de la figure. (C)), spatialement homogène sur totue la zone de l’îlot (de couleur rouge dans la carte STS Fig. 1 (b)). Côté WL loin des îlots, la conductance à polarisation nulle est plus élevé, et les spectres tunnel dans ces régions présentent une forme en V à polarisation nulle (Zero Bias Anomaly) (courbe supérieure de la figure. 1 (c)). L’absence d’un vrai gap est la preuve du caractère non-supraconducteur intrinsèque de la WL. En s’approchant du bord de l’îlot, les spectres évoluent progressivement de la ZBA vers la forme d’un gap supraconducteur, mettant ainsi en évidence l’effet de proximité sur une échelle de quelques nanomètres. Au voisinage de chaque îlot supraconducteur la couche de mouillage acquiert des signatures spectrales spécifiques qui reflètent l’interaction entre la supraconductivité induite proximité et les corrélations électroniques intrinsèques de ce métal à deux dimensions par diffusion. L’évolution spatiale observée des spectres tunnels est pris en compte théoriquement en combinant les équations Usadel avec la théorie de la dynamique de blocage de Coulomb [12] ; les échelles de longueur et de l’énergie pertinents sont extraits et trouvé en accord avec les données expérimentales.

2. Effet de proximité entre 2 supraconducteurs ( Phys Rev. X 4, 011 033)

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Nous avons effectué une étude STM / STS de l’effet de proximité dans une jonction latérale S1-S2 avec une très haute résolution spatiale et en énergie, pour des températures bien au-dessous et au-dessus TC2. La jonction a été élaborée in situ en ultra-vide de Si (111) - Fig. (a). L’électrode S1 est formé par un seul nanocristal de Pb (TC1 ≈ 6,2 K, Δ1 = 1,2 meV). S2 est constituée d’une seule couche atomique de Pb reconstruite sur Si (111) pour former la phase dite « SIC ( Stripe InComensurate) », supraconductrice avec TC2 ≈ 1,8 K et Δ2 = 0,23 MeV. Pour des températures très inférieures TC2, on observe une modification marquée des spectres tunnel de la conductance locale en S2 sur une distance d’environ 100 nm à partir de l’interface S1-S2 - Fig. (b). A TC2 < T < TC1, les spectres tunnel dans S2 présentent un gap induit qui s’étend à des distances anormalement grandes pour un métal normal. Nos observations expérimentales sont expliquées à l’aide d’un modèle unidimensionnel sur la base des équations Usadel, où le paramètre d’ordre est évalué de manière auto-cohérente. Notre étude expérimentale et théorique montre que l’effet de proximité à longue portée observé dans S2 au dessus de TC2 est une conséquence directe de l’apparition d’une supraconductivité d’interface induite par effet de proximité dans la monocouche atomique (ML).

3. Effet de proximité dans un isolant topologique

acquisition des données en cours...

Références

[1] P. G. de Gennes, Rev. Mod. Phys. 36, 225 (1964).

[2] J.-P. Cleuziou,W.Wernsdorfer, V. Bouchiat, T. Ondarc¸uhu, and M. Monthioux, Nat. Nanotechnol. 1, 53 (2006).

[3] F. Giazotto, J. T. Peltonen, M. Meschke, and J. P. Pekola, Nat. Phys. 6, 254 (2010).

[4] B. Pannetier and H. Courtois, J. Low Temp. Phys. 118, 599 (2000).

[5] S. Gue´ron, H. Pothier, N.O. Birge, D. Esteve, and M. H. Devoret, Phys. Rev. Lett. 77, 3025 (1996).

[6] N. Moussy, H. Courtois, and B. Pannetier, Europhys. Lett. 55, 861 (2001).

[7] W. Escoffier, C. Chapelier, N. Hadacek, and J.-C. Villegier, Phys. Rev. Lett. 93, 217005 (2004).

[8] H. le Sueur, P. Joyez, H. Pothier, C. Urbina, and D. Esteve, Phys. Rev. Lett. 100, 197002 (2008).

[9] J. Kim, V. Chua, G. A. Fiete, H. Nam, A. H. MacDonald, and C.-K. Shih, Nat. Phys. 8, 464 (2012).

[10] K. Budde, E. Abram, V. Yeh, and M. C. Tringides, Phys. Rev. B 61, R10602 (2000).

[11] C. Brun, I.-P. Hong, F. Patthey, I. Sklyadneva, R. Heid, P. Echenique, K. Bohnen, E. Chulkov, and W.-D. Schneider, Phys. Rev. Lett. 102, 207002 (2009).

[12] B. L. Altshuler and A. G. Aronov, in Electron-Electron Interactions in Disordered Systems, edited by A. L. Efros and M. Pollak (Elsevier Science Publisher B. V., Amsterdam, 1985) ; P. A. Lee and T.V. Ramakrishnan, Rev. Mod. Phys. 57, 287 (1985).