Ruthénate de strontium

Ruthénate de strontium
Maille élémentaire de la structure en pérovskite en couches du ruthénate de strontium 214. Les ions ruthénium sont rouges, les ions strontium sont bleus et les ions oxygène sont verts.
Propriétés chimiques
Formule	O4RuSr2Sr2RuO4
Masse molaire[1]	340,31 ± 0,04 g/mol O 18,81 %, Ru 29,7 %, Sr 51,49 %,
Unités du SI et CNTP, sauf indication contraire.
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Le ruthénate de strontium est un oxyde mixte de strontium et de ruthénium. Le plus connu et étudié est le 214 dont la formule chimique est Sr₂RuO₄ (SRO). Il s'agissait du premier supraconducteur perovskite signalé ne contenant pas de cuivre^[2],[3]. La structure du SRO est très similaire aux supraconducteurs cuprate à haute température^[4] et, en particulier, presque identique au supraconducteur dopé au lanthane (La, Sr)₂CuO₄^[5]. En fait, le SRO était utilisé comme substrat pour la croissance de La₂CuO₄ avant même qu'on découvre son propre état supraconducteur. Cependant, la température de transition pour la transition de phase supraconductrice (T_C) est de 0,93 K, ce qui est très inférieur à la valeur correspondante pour les cuprates^[2].

Des cristaux de SRO de haute qualité sont synthétisés par une méthode de zone flottante dans une atmosphère contrôlée avec du ruthénium comme fondant. La structure de la pérovskite peut être déduite des mesures de diffraction des rayons X sur poudre. Le SRO se comporte comme un liquide de Fermi classique à des températures inférieures à 25 K^[3].

Supraconductivité

Yoshiteru Maeno et son groupe ont observé pour la première fois la supraconductivité dans le SRO en 1994 alors qu'ils recherchaient des supraconducteurs à haute température dans des matériaux dotés de structures similaires aux cuprates. Contrairement aux cuprates, le SRO démontre de la supraconductivité même en absence de dopage^[4]. En fait, le dopage s'avère extrêmement néfaste à l'état supraconducteur du SRO, une propriété signalant son caractère non conventionnel^[6]. À cause de sa faible T_C, de sa pureté nécessaire et de sa non-conventionnalité, le SRO est considéré comme un archétype de supraconductivité non conventionnelle et devrait être parfaitement bien compris au niveau théorique. Le paramètre d'ordre est un objet essentiel à la caractérisation d'un état ordonné comme la supraconductivité, cependant dans le cas du SRO, même la symétrie de cet objet est encore aujourd'hui grandement débattue et loin d'un consensus^[7].

Le SRO est considéré comme un système assez bidimensionnel, la physique importante se produisant principalement dans le plan Ru-O. La structure électronique du SRO est caractérisée par trois bandes dérivées des orbitales 4d-t_2g du ruthénium, à savoir les bandes α, β et γ, dont la première est semblable à un trou tandis que les deux autres sont semblables à des électrons. Parmi elles, la bande γ provient principalement de l'orbitale d_xy, tandis que les bandes α et β émergent de l'hybridation des orbitales d_xz et _yz. En raison de la bidimensionnalité du Sr₂RuO₄, sa surface de Fermi est composée de trois feuilles presque bidimensionnelles avec une faible dispersion le long de l’axe cristallin c et le composé est presque magnétique^[8].

Il a été démontré que le paramètre d'ordre supraconducteur dans le SRO présentait des signatures de rupture de symétrie par inversion du temps ^[9] et qu'il pouvait donc être classé comme supraconducteur non conventionnel.

Les premières propositions ont suggéré que la supraconductivité soit dominante dans la bande γ. En particulier, le paramètre d'ordre p-wave chiral présente un enroulement de phase à dépendance en k qui est caractéristique de la rupture de symétrie par inversion du temps. On s'attend à ce que cet ordre supraconducteur à une seule bande donne lieu à un supercourant spontané de taille appréciable au bord de l'échantillon. Un tel effet est étroitement associé à la topologie de l'hamiltonien décrivant le SRO dans l'état supraconducteur, caractérisé par un nombre de Chern non nul. Cependant, les sondes à balayage n'ont jusqu'à présent pas permis de détecter les champs de rupture de symétrie d'inversion de temps attendus générés par le supercourant, par plusieurs ordres de grandeur^[10]. Cela a conduit certains à penser que la supraconductivité découle principalement des bandes α et β^[11]. Un tel supraconducteur à deux bandes, bien que possédant des paramètres d'ordre avec une phase dépendant en k sur les deux bandes pertinentes, est topologiquement trivial, les deux bandes présentant des nombres de Chern opposés. Par conséquent, il pourrait éventuellement donner un supercourant très réduit, voire totalement annulé, aux bords. Cependant, ce raisonnement naïf n’a pas été jugé totalement correct: l’intensité du courant de front n’est pas directement liée à la propriété topologique de l’état chiral^[12]. En particulier, bien que la topologie non triviale devrait donner lieu à des états de bord chiraux protégés, en raison de la symétrie U(1), la coupure du courant de bord n'est pas une quantité protégée. En fait, il a été démontré que le courant de front s'annule de manière identique pour tous les états d'appariement chiral à moment angulaire élevé qui présentent des nombres de Chern encore plus grands, tels que les ondes chirales d, f, etc.^[13],[14]

T_C semble augmenter sous compression uni-axiale^[15].

Notes et références

• (en) Cet article est partiellement ou en totalité issu de l’article de Wikipédia en anglais intitulé « Strontium ruthenate » (voir la liste des auteurs).

1. Masse molaire calculée d’après « Atomic weights of the elements 2007 », sur www.chem.qmul.ac.uk.
2. (en) Yoshiteru Maeno et H. Hashimoto, « Superconductivity in a layered perovskite without copper », Nature, vol. 372, n^o 6506,‎ 1994, p. 532–534 (DOI 10.1038/372532a0, Bibcode 1994Natur.372..532M, lire en ligne, consulté le 16 avril 2012)
3. (en) Brian Yanoff, Temperature dependence of the penetration depth in the unconventional superconductor Sr2RuO4, University of Illinois at Urbana-Champaign, 2000 (lire en ligne)
4. (en) Rachel Wooten, « Strontium Ruthenate », University of Tennessee-Knoxville (consulté le 16 avril 2012)
5. (en) Yoshiteru Maeno, Maurice Rice et Manfred Sigrist, « The intriguing superconductivity of Strontium Ruthenate », Physics Today, vol. 54, n^o 1,‎ 2001, p. 42 (DOI 10.1063/1.1349611, Bibcode 2001PhT....54a..42M, lire en ligne, consulté le 16 avril 2012)
6. (en) Andrew Peter Mackenzie et Yoshiteru Maeno, « The superconductivity of Sr₂RuO₄ and the physics of spin-triplet pairing », Reviews of Modern Physics, vol. 75, n^o 2,‎ 1^er mai 2003, p. 657–712 (DOI 10.1103/RevModPhys.75.657, lire en ligne, consulté le 13 juin 2019)
7. (en) Yoshiteru Maeno, Clifford W. Hicks, Thomas Scaffidi et Andrew P. Mackenzie, « Even odder after twenty-three years: the superconducting order parameter puzzle of Sr 2 RuO 4 », npj Quantum Materials, vol. 2, n^o 1,‎ 18 juillet 2017, p. 40 (ISSN 2397-4648, DOI 10.1038/s41535-017-0045-4, lire en ligne, consulté le 13 juin 2019)
8. I.I. Mazin and D.J. Singh, Physical Review Letters 79, 733 (1997)
9. (en) Aharon Kapitulnik, Jing Xia et Elizabeth Schemm Alexander Palevski, « Polar Kerr effect as probe for time-reversal symmetry breaking in unconventional superconductors », New Journal of Physics, vol. 11, n^o 5,‎ mai 2009, p. 055060 (DOI 10.1088/1367-2630/11/5/055060, Bibcode 2009NJPh...11e5060K, arXiv 0906.2845, lire en ligne, consulté le 17 avril 2012)
10. (en) Clifford W. Hicks, « Limits on superconductivity-related magnetization in Sr2RuO4 and PrOs4Sb12 from scanning SQUID microscopy », Physical Review B, vol. 81, n^o 21,‎ 2010 (DOI 10.1103/PhysRevB.81.214501, Bibcode 2010PhRvB..81u4501H, arXiv 1003.2189, lire en ligne, consulté le 22 décembre 2012)
11. (en) S. Raghu, Aharon Marini, Steve Pankratov et Angel Rubio, « Hidden Quasi-One-Dimensional Superconductivity in Sr2RuO4 », Physical Review Letters, vol. 105, n^o 13,‎ 2010, p. 136401 (DOI 10.1103/PhysRevLett.105.026401, Bibcode 2010PhRvL.105b6401B, arXiv 1003.3927, lire en ligne)
12. (en) « Nontopological nature of the edge current in a chiral p-wave superconductor », Phys. Rev. B, vol. 91,‎ 2015 (lire en ligne)
13. (en) « Vanishing edge currents in non-p-wave topological chiral superconductors », Phys. Rev. B, vol. 90,‎ 2014 (lire en ligne)
14. (en) « Orbital Angular Momentum and Spectral Flow in Two-Dimensional Chiral Superfluids », Phys. Rev. Lett., vol. 114,‎ 2015 (lire en ligne)
15. Strong peak in Tc of Sr2RuO4 under uniaxial pressure

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