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Introduction
Le but de ce chapitre est de donner un aperçu général de la supraconductivité. Dans une première partie, les points suivants seront abordés :
– un bref historique de supraconductivité,
– les notions fondamentales nécessaires à la compréhension des phénomènes physiques de la supraconductivité,
– les applications potentielles des matériaux supraconducteurs.
La seconde partie présente les structures cristallographiques ainsi que les propriétés supraconductrices des matériaux étudiés dans le cadre de ce travail à savoir i) YBa2Cu3O7- et ii) et le MgB2.
La supraconductivité, de la découverte à nos jours
Grâce au succès de la liquéfaction de l’hélium en 1908, la supraconductivité a été mise en évidence pour la première fois en 1911 par Heike Kamerlingh Onnes [1]. Le premier matériau ayant montré un comportement supraconducteur est le mercure avec une résistance électrique nulle en dessous de la température dite « critique », Tc = 4,2 K.
Dès lors, la recherche de nouveaux matériaux n’a cessé pour trouver ou fabriquer des supraconducteurs à des températures « critiques » toujours plus élevées. Cette recherche s’est accélérée depuis 1986 avec la découverte par Berdnorz et Müller [2] de cuprates La2-xBaxCu2O4-δ, synthétisé auparavant à Caen par C. Michel et B. Raveau [3]. Ces cuprates présentent une température critique à 35 K et caractérisent la famille des supraconducteurs dits à « haute température critique-SHTC ».
Cette découverte suscita un grand intérêt pour ces matériaux et pour la supraconductivité comme en témoigne de nombreuses publications dans ce domaine. De nombreux composés de la famille des cuprates furent ensuite identifiés avec des températures critiques de plus en plus élevées. En 1987, Wu et al [4] annoncent une transition à 92K dans le cuprate supraconducteur, YBa2Cu3O7-δ, franchissant ainsi la barre de la température de l’azote liquide (77K). De nombreuses perspectives d’application apparurent alors grâce à la simplification des systèmes cryogéniques et à la réduction des coûts qui en découlait. Depuis lors, plusieurs familles de composés ont été synthétisées, avec des températures critiques sans cesse croissantes. On trouve notamment la famille des cuprates au bismuth Bi2Sr2CaCu2Ox (Tc = 85 K) et Bi2Sr2Ca2Cu3Ox (Tc = 110 K), le composé au thallium Tl2Ba2Ca2Cu3Ox (Tc = 125 K) et les cuprates au mercure Hg2Ba2Ca2Cu3Ox avec des températures critiques pouvant atteindre 166 K sous hautes pressions (23 GPa) [5]. L’année 2001 a été marquée par la découverte [6] de la supraconductivité du diborure de magnésium MgB2. Avec une température critique de 39K, le composé MgB2 permet d’envisager des applications bien au-dessus de la température de l’hélium liquide. Plus récemment, les recherches engagées dans ce domaine ont conduit à de nouvelles découvertes des composés à base de fer et d’arsenic (LnFeAs où Ln = La, Ce, Pr, Nd, Sm) avec des températures critiques élevées jusqu’à 55 K [7, 8, 9]. Ces travaux, confirment ainsi l’engouement autour de la recherche dans le domaine de la supraconductivité.
Caractéristiques des matériaux supraconducteurs
– Température critique, Tc : la supraconductivité est caractérisée par une résistance nulle en dessous d’une certaine température appelée « température critique – Tc ». Autrement dit, c’est aussi la propriété d’un matériau perdant sa résistivité électrique dans certaines conditions de température, de champ magnétique et de courant électrique. Ainsi le courant électrique circule dans un matériau supraconducteur sans aucune perte d’énergie. Ce courant peut ainsi circuler indéfiniment dans un circuit supraconducteur à condition de maintenir celui-ci en dessous de sa température critique. La Fig.1 illustre la chute de résistance du supraconducteur en fonction de la température. La Fig.2 illustre les progrès réalisés pour améliorer les températures critiques depuis plus d’un siècle. On peut remarquer que la recherche de nouveaux matériaux ayant des températures critiques élevées est très active depuis les années 1980. Ces recherches, multiples ont été guidées dans l’espoir de la découverte d’un matériau supraconducteur à température ambiante.
Outre la résistance nulle, les supraconducteurs présentent d’autres caractéristiques.
– Champ critique, Hc : L’intensité du champ magnétique est également une condition d’existence de la supraconductivité. Au-delà d’une certaine valeur de champ magnétique, le supraconducteur passe à l’état normal et perd ses propriétés supraconductrices. On distingue alors deux types de supraconducteurs: Les supraconducteurs de type I et de type II
Le supraconducteur de type I est caractérisé par une valeur de champ magnétique critique Hc en dessous duquel il devient supraconducteur et expulse intégralement les champs magnétiques de l’intérieur du matériau (diamagnétique parfait) c’est l’effet Meissner [10]. Découvert par Walther Meissner et Robert Ochsenfeld en 1933.
Au-delà de cette valeur ce matériau passe à l’état normal. La valeur de ce champ Hc étant de l’ordre de la dizaine de milli-teslas, les supraconducteurs de type I ne peuvent être utilisés dans les applications instrumentales et industrielles.
Les supraconducteurs de type II possèdent, quant à eux, deux champs critiques Hc1 et Hc2. Le matériau est un diamagnétique parfait pour des valeurs de champ inférieures à Hc1 et transite vers l’état normal pour des intensités magnétiques supérieures à Hc2. Contrairement au supraconducteurs de type I, pour des valeurs intermédiaires comprises entre Hc1 et Hc2, le champ magnétique commence à pénétrer le matériau supraconducteur se trouvant alors dans un état mixte. Ce sont les hautes valeurs de Hc1 et Hc2 qui expliquent leurs utilisations pour des applications en instrumentations.
– La densité de courant critique, Jc : Tout comme la Tc et le Hc, la densité de courant critique Jc est un paramètre important et déterminant pour un matériau supraconducteur. Si le courant appliqué au matériau est supérieur au courant critique, le matériau transite à l’état normal et cesse d’être supraconducteur, Fig.3.
Théories fondamentales de la supraconductivité
Théorie de London
La théorie des frères London cherche à expliquer l’expulsion du champ magnétique du matériau c’est une approche empirique de la supraconductivité se basant sur l’intuition et n’est justifiée que par l’expérience. L’expulsion du champ magnétique d’un matériau a été présentée pour la première fois dans une publication [10] du physicien allemand Walther Meissner malgré le fait que les théories physiques de l’époque ne suffisaient pas à justifier ce diamagnétisme. Fritz London [11], accompagné de son frère Heinz, se proposa alors de l’étudier.
Les lois de Maxwell, ne se basant que sur la résistivité nulle des matériaux, n’explique qu’en partie le phénomène de supraconductivité. C’est alors que les frères London introduisent la loi fondamentale de la dynamique appliquée à des charges libres portant les courants supraconducteurs.
Table des matières
Sommaire
Introduction générale..
Chapitre 1 : Généralités
1.1 Introduction
1.2 La supraconductivité, de la découverte à nos jours
1.3 Caractéristiques des matériaux supraconducteurs
1.4 Théories fondamentales de la supraconductivité
1.4.1 Théorie de London
1.4.2 Théorie de Ginzgurg-Landau
1.4.3 Théorie BCS
1.5 Propriétés magnétiques dans un supraconducteur
1.5.1 Modèle de Bean
1.6 Les matériaux Supraconducteurs à Haute Température Critique (SHTC)
1.6.1 Le supraconducteur YBa2Cu3O7-δ
1.6.1.1 Structures cristallines..
1.6.1.2 Diagrammes de phases et Propriétés fondamentales
1.6.2 Le supraconducteur MgB2
1.6.2.1 Structures cristallines..
1.6.2.2 Diagrammes de phases et Propriétés fondamentales
1.7 Applications des supraconducteurs en magnétisme
1.7.1 Les amenées de courant
1.7.2 Les outils scientifiques
1.8 Conclusion
Chapitre 2 : Contexte scientifique et objectifs de la thèse
2.1 Introduction
2.2 Objectifs de la thèse.
2.3 Contexte scientifique
2.4 Présentation de l’entreprise CAYLAR
2.5 Conclusion
Chapitre 3 : Développement du générateur de champ magnétique pulsé
3.1 Introduction
3.2 Théories magnétique
3.3 Développement du générateur
3.3.1 Circuit de puissance
3.3.2 Dimensionnement de l’inducteur
3.3.3 Dimensionnement du circuit de décharge
3.3.4 Technologie de déclenchement (Transistor, MOSFET, IGBT et Thyristors)..
3.3.4.1 Les transistors bipolaires
3.3.4.2 Les MOSFETs (Metal Oxide Semiconductor Field Effect Transistor ou transistor
de champ à structure métal-oxyde-semiconducteurs)
3.3.4.3 Les IGBTs (Insulated Gate Bipolar Transistor) ou transistor bipolaire à grille isolée
3.3.4.4 Les thyristors
3.3.5 Carte de commande
3.4 Fabrication du prototype
3.4.1 Choix des composants
3.4.2 Contrôle du déclenchement
3.4.3 Implantation et montage
3.4.3.1 Fabrication des supports de thyristors.
3.4.3.2 Fabrication et mise en forme de l’inducteur
3.5 Tests et performances
3.5.1 Logique de commande
3.5.2 Dynamique de charge
3.5.3 Dynamique de décharge
3.5.4 Contrôle de l’intensité des pulses
3.5.5 Contrôle de la polarité des pulses
3.6 Conclusion
Chapitre 4 : Développement et mise en place des systèmes expérimentaux
4.1 Introduction
4.2 Méthodes d’aimantations des cryo-aimants supraconducteurs
4.2.1 Le refroidissement sous champ ou field cooling (FC)
4.2.2 Le refroidissement hors champ ou zero field cooling (ZFC)
4.3 Systèmes expérimentaux Intro ce que nous avons fait
4.3.1 Aimants permanents
4.3.2 Bobine supraconductrice
4.3.3 Champ pulsé
4.3.3.1 Champ magnétique pulsé à 77 K
4.3.3.2 Champ magnétique pulsé dans le cryostat
4.3.3.3 Développement de la tête froide en champ pulsé
4.3.4 Développement du nouveau cryostat
4.3.4.1 Vérifications et performances du système
4.4 Systèmes de mesures et de caractérisations magnétiques
4.4.1 Mesure de champ dans l’azote liquide
4.4.2 Mesure de champ dans les enceintes cryogéniques
4.4.3 Cycle de forces
4.5 Conclusion
Chapitre 5 : Résultats
5.1 Introduction
5.2 Comportement d’un supraconducteur soumis à un champ magnétique externe
5.2.1 Modèle de Bean dans le cas d’un cylindre infiniment long
5.2.2 Modèles analytiques
5.3 Résultats expérimentaux
5.3.1 Matériaux
5.3.2 Echantillons YBCO et GdBCO – Refroidissement par immersion dans l’azote liquide
5.3.2.1 Effet de l’épaisseur des échantillons
5.3.2.2 Contrôle de la polarité du champ piégé
5.3.2.3 Contrôle de l’intensité du champ piégé
5.3.3 Caractérisation des échantillons en fonction de la température
5.3.3.1 Mesure des cycles de force
5.3.3.2 Mesure du champ piégé
5.3.3.3 Champ pulsé avec variation de polarité en fonction de la température
5.4 Conclusion.
Conclusion générale
Annexe
