Spectroscopie infrarouge de La2-xSrxCuO4

Spectroscopie infrarouge de La2-xSrxCuO4

Dans ce travail, nous nous sommes intéressés à l’évolution en température des spectres optiques de La2-xSrxCuO4 avec x = 0,08 et x = 0,15. Nous avons examiné les deux directions cristallographiques : plans ab conducteurs et axe c semi-conducteur. L’étude des deux compositions est intéressante car l’échantillon x = 0,08 se situe dans la région sous- dopée du diagramme de phase alors que l’échantillon x =0,15 correspond à l’optimum dopé (température de transition supraconductrice maximale du système La2-xSrxCuO4 ). La présence de la phase du pseudo-gap devrait être observable dans l’échantillon La1,92Sr0,08CuO4 . Pour l’échantillon La1,85Sr0,15CuO4 ; l’existence de cette phase est discutée et plusieurs scénarii sont proposés suivant : (i) un modèle RVB, la température d’ouverture du pseudo-gap se confondrait dans la partie sur-dopée (Cf. figure 1.18) et (ii) un scénario QCP où la phase de pseudo-gap n’existerait pas pour la composition optimale (Cf. figure 1.16). gap pour ces deux échantillons à partir de mesures de spectroscopie infrarouge. Les mesures de réflectivité effectuées permettent de remonter à la fonction réponse du système, une caractéristique des propriétés microscopiques. Dans ce chapitre, après avoir présenté les réponses optiques des plans conducteurs (ab) et de l’axe isolant c des cuprates dans les différences du diagramme (T,p), nous présenterons des modèles qui décrivent les spectres optiques. Nous présenterons également quelques concepts physiques de la spectroscopie infrarouge ainsi que les différentes grandeurs optiques associées (fonction diélectrique, conductivité optique) et leur détermination (transformation de Kramers-Krönig).

Conductivité optique

A dopage nul et faible dopage, la conductivité est quasi-nulle1 jusqu’à environ 1,5 eV (~12000 cm-1) qui correspond à l’énergie du gap du transfert de charge entre les orbitales 2p de l’oxygène et 3d du cuivre (§ 1.4). Lorsque l’on dope les cuprates, il y a transfert du poids spectral2 de cette bande de transfert de charge vers un pic de conduction centré à fréquence nulle. Cela se traduit au niveau de la conductivité optique par un pic centré à fréquence nulle qui décroît en ω−α jusqu’à 0,5 eV (voir figure 3.3a). Ce comportement est anormale par rapport à un composé métallique simple où les quasi-particules3 libres du système forment un pic de Drude centré à fréquence nulle qui décroît en ω−2. Pour expliquer ce phénomène, deux types de descriptions sont proposés : un modèle à deux composantes : Drude + MIB et un modèle à une seule composante : Drude généralisé.  En fonction du dopage, Uchida et al. [Uchida1996] ont également observé un transfert de poids spectral mais à des énergies supérieures de 5 à 6 eV vers une bande située entre 2 et 4 eV. Pour les composés sous-dopés, la conductivité de l’axe c à basse énergie (< 0,3 eV) est extrêmement faible.

Dans cette première approche, la conductivité optique des plans ab est décomposée en un pic de Drude (qui correspond au gaz d’électrons libres) et des bandes infrarouge moyennes (MIB). Un exemple de cette décomposition est indiqué sur la figure 3.5 pour YBa2Cu3OX (YBCO). Les bandes infrarouges moyennes peuvent être interprétées par une absorption d’origine polaronique : auto-piégeage de l’électron dans une perturbation du potentiel du réseau créé par lui-même. Cette description est à relier à un couplage électron- phonon qui se traduit par une remontée de la conductivité optique. Lobo et al. [Lobo1996] ont proposé une approche bipolaronique avec deux électrons piégés dans le même puits de potentiel. de Lorentz (voir § 3.3.3) [Tanner1990]. L’approche Drude + MIB est basée sur des porteurs mobiles (Drude) et des modes localisés (MIB). Le terme de Drude explique le pic en conductivité à ω = 0 et la dépendance linéaire de la résistivité à haute température persistant au-delà de 1000 K4. Le taux de diffusion des porteurs 1/τ est considéré comme indépendant de ω, mais varie linéairement avec la température. Par conséquent, la résistivité varie linéairement avec la température et sa valeur correspond à ρ = ε ω2 τ