La structure du gap supraconducteur et sa modulation sont intimement liées au potentiel d'interaction responsable de l'appariement des électrons d'un supraconducteur. Ainsi, l'étude de la structure du gap-SC et de sa modulation permet de faire la lumière sur la nature du mécanisme d'appariement des électrons. À cet égard, les résultats expérimentaux des supraconducteurs à base de fer ne cadrent pas dans un seul ensemble, ce qui est en opposition au gap-SC universel des cuprates. Dans ce qui suit, nous présenterons une étude systématique du gap-SC pour plusieurs pnictides. En effet, en utilisant la conductivité thermique, une sonde directionnelle du gap-SC, nous avons été en mesure de révéler la structure du gap-SC pour les composés suivants : Ba[indice inférieur 1-x]K[indice inférieur x]Fe[indice inférieur 2]As[indice inférieur 2], Ba(Fe[indice inférieur 1-x]Co[indice inférieur x])[indice inférieur 2]As[indice inférieur 2], LiFeAs et Fe[indice inférieur 1-[delta]] Te[indice inférieur 1-x]Se[indice inférieur x]. L'étude de ces quatre composés, de trois différentes familles structurales, a pu établir un tableau partiel mais très exhaustif de la structure du gap-SC de pnictides. En effet, tel qu'illustré dans cette thèse, ces quatre composés ne possèdent aucun noeud dans leur structure du gap-SC à dopage optimal. Toutefois, à une concentration différente de celle optimale pour les composés K-Ba122 et Co-Ba122, des noeuds apparaissent sur la surface de Fermi, aux extrémités du dôme supraconducteur. Ceci suggère fortement que, pour ces composés, la présence de noeuds sur la surface de Fermi est nuisible à la phase supraconductrice.

L’élaboration d’expérience permettant de sonder la symétrie du gap supraconducteur à l’aide d’une mesure de la phase de ce gap supraconducteur est l’une des techniques les plus directes pour observer la symétrie ”d” des cuprates dopés au trous. Malheureusement, il existe très peu d’expériences de ce type qui ont été réussies pour sonder la symétrie du gap supraconducteur dans les cuprates dopés aux électrons. Effectivement, les expériences sondant la phase du gap supraconducteur demandent d’utiliser généralement des jonctions Josephson entre un cuprate et un supraconducteur conventionnel (Exemple : SQUID et jonctions Josephson en coin). Cependant, il est extrêmement difficile d’obtenir de telles jonctions Josephson avec les cuprates dopés aux électrons, car la croissance de ce matériau est extrêmement difficile et les propriétés physiques de ceux-ci sont très sensibles aux différentes étapes de fabrication que l’on doit effectuer pour obtenir une jonction Josephson. Cependant, de récents travaux effectués par notre groupe sur la purification des phases dans les couches minces de Pr[indice inférieur 2−x]Ce[indice inférieur x]CuO[indice inférieur 4], un cuprate dopé aux électrons, ainsi que sur la production de jonctions Josephson de qualité entre deux électrodes supraconductrices de Pr[indice inférieur 2−x]Ce[indice inférieur x]CuO[indice inférieur 4] ont revigoré l’intérêt de fabriquer une jonction Josephson de qualité entre Pr[indice inférieur 2−x]Ce[indice inférieur x]CuO[indice inférieur 4] et un supraconducteur conventionnel. Dans ce mémoire, on propose une méthode de fabrication de jonctions Josephson en rampe entre un cuprate dopé aux électrons (Pr[indice inférieur 1.85]Ce[indice inférieur 0.15]CuO[indice inférieur 4]) et un supraconducteur conventionnel (PbIn). Cette méthode de fabrication nous a permis de fabriquer des jonctions Josephson possédant une densité de courant critique de 44 A/cm[indice supérieur 2] et un produit I[indice inférieur c]R[indice inférieur n] valant 40 μV . On retrouve aussi, tel qu’attendu par la théorie, les oscillations du courant critique de ces jonctions en fonction du champ magnétique appliqué perpendiculairement sur celles-ci. Ces caractéristiques nous permettent de conclure que nous avons réussi à produire les meilleures jonctions Josephson de ce type (Re[indice inférieur 2−x]Ce[indice inférieur x]CuO[indice inférieur 4] / Au /supraconducteur métallique) répertoriées dans la littérature. Ainsi, d’après ces résultats il est maintenant possible de tenter l’expérience sondant la symétrie du gap supraconducteur dans le Pr[indice inférieur 1.85]Ce[indice inférieur 0.15]CuO[indice inférieur 4] à l’aide d’une jonction Josephson en coin.

Le séléniure de fer, FeSe, est un matériau prometteur qui attire beaucoup d'attention depuis qu'il a décroché le record de la température critique la plus élevée chez les supraconducteurs à base fer. L'absence d'une phase magnétique à proximité de sa phase supraconductrice cause un questionnement sur la nature du mécanisme d'appariement des électrons dans ce supraconducteur. La symétrie avec laquelle ce mécanisme opère peut être déterminée en identifiant la structure et la symétrie du gap supraconducteur du FeSe. Plusieurs études du gap ont été menées, mais elles n'ont pas permis d'arriver à un consensus. Certaines mesures détectent des noeuds dans le gap supraconducteur tandis que d'autres rapportent un gap non nodal. L'incapacité à réconcilier les données existantes est en partie due au manque de mesures effectuées sur des monocristaux propres étant capables de résoudre des excitations à très basse énergie. Ce mémoire présente une étude du gap supraconducteur du FeSe utilisant la mesure de la conductivité thermique dans la limite où la température tend vers zéro comme sonde. Dans ce régime de température, il a été possible d'examiner les excitations à très faible énergie de l'état supraconducteur à l'aide d'un champ magnétique finement ajusté. De cette manière, un portrait très détaillé de la dispersion en énergie des quasiparticules a été dressé. Nous ne détectons pas de quasiparticules à énergie nulle et excluons donc la présence de noeuds sur le gap supraconducteur. Nous observons un comportement de supraconducteur à deux bandes, suggérant que les deux poches de la surface de Fermi ont des gaps différents dont les amplitudes diffèrent par un facteur 10. De plus, la grandeur du plus petit de ces deux gaps varie lorsque le niveau de désordre du matériau change, ce qui suggère que le petit gap est anisotrope. Cette dernière observation permet de réconcilier les études antérieures puisqu'une anisotropie du gap peut engendrer des noeuds accidentels sur le gap si le niveau de désordre du matériau est suffisament bas. Quelques études très récentes, parues en même temps que les résultats présentés ici, corroborent le scénario proposé et sont présentées à la fin du mémoire.

Le NbSe[indice inférieur 2] est un supraconducteur de type II. Il passe de la phase normale à la phase onde de densité de charge à T[indice inférieur ODC 33] ~ K et devient supraconducteur à T[indice inférieur c] = 7, 2 K. Ces deux phases coexistent à basses températures. Les expériences de microscopie à effet tunnel peuvent mesurer ces deux phases. Dans le cadre de ce projet, les expériences ont été réalisées à une température de ~300 mK sur un échantillon de NbSe[indice inférieur 2] réutilisé quatre fois. Les études portent sur le comportement du gap supraconducteur du NbSe[indice inférieur 2] en fonction du champ magnétique qui a été pris sur une gamme de 0 T [inférieur ou égal] H [inférieur ou égal] 10 T. Un bref survol de la théorie de la supraconductivité, en passant par les équations thermodynamiques, l'approche de Ginzburg-Landau, les équations de Bogoliubov-de Gennes et la théorie quasiclassique d'Eilenberger, est présenté. Les principales composantes, tant mécaniques qu'électroniques, essentielles aux expériences, se retrouvent détaillées dans ce document. Les expériences ont été effectuées sur trois grands volets. Le régime des faibles champs magnétiques, le régime des champs moyens et les hauts champs magnétiques. Le but du projet consiste à étudier et comprendre les diverses structures, apparaissant dans le gap supraconducteur en fonction du champ magnétique, dans le NbSe[indice inférieur 2]. Pour le régime des faibles champs, des vortex sont présents avec des quasiparticules localisées en leur centre. Des filaments qui partent d'un coeur de vortex apparaissent à une énergie nulle et tournent en fonction de l'énergie. Enfin, le régime supraconducteur est présent dans la majorité du matériau. Pour le régime des champs moyens, le contraste dans la conductance devient de plus en plus faible entre les régions supraconductrices et les régions normales. Le pic de conductance à l'énergie nulle, présent pour H= 1 T, disparait pour H= 2, 5 T. Les filaments ne sont plus visibles et le paramètre d'ordre est de moins en moins présent pour la gamme d'énergies du gap supraconducteur. Finalement, pour le régime des hauts champs magnétiques, le comportement supra-conducteur est détruit. Sur toutes les gammes de champs magnétiques étudiées dans nos expériences à savoir jusqu'à H= 10 T, il est possible d'observer une structure que plusieurs chercheurs associent au gap de l'onde de densité de charge. Le matériau, à haut champ magnétique, possède donc une onde de densité de charge tout en ayant perdu le caractère supraconducteur.

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Lorsque des atomes sont assemblés dans un solide, des nouveaux phénomènes surgissent en raison de l'interaction forte entre noyaux et électrons. Par exemple, dans des matériaux anisotropes de faible dimension ou dans des m étaux à forte densité d' états au niveau de Fermi, de densité de spin (SDW) ou de charge (CDW) peuvent se former à basse température. La supraconductivité est présente dans certains matériaux quand il refroidit en dessous d'une température critique. Toutes ces phases peuvent apparaître d'une façon isolée ou coexister avec une autre. Et, dans ce cas, une interaction forte ou de la compétition peut exister entre ces phases. Le mécanisme de formation de ces phases et les relations entre elles sont toujours le centre d'intérêt quand elles sont découvertes dans un nouveau matériau. Ba1−xKxFe2As2 et Ba(Fe1−xCox)2As2 ont été découverts comme une nouvelle famille de supraconducteurs à haute Tc. C'est le système supraconducteur Ba122 à base de fer. Le composé parent de cette famille est BaFe2As2 qui a une transition d'onde de densité de spin à environ 138 K. Lorsque le dopage du composé parent est fait par des trous [Ba1−xKxFe2As2] ou par des électrons [Ba(Fe1−xCox)2As2], le magnétisme est supprimé et la supraconductivité apparaît. Dans une gamme de dopage considérablement large, la phase SDW et la supraconductivité coexistent. Dans ce cas, la symétrie du gap supraconducteur les relations entre les ordres coexistants produisent des phénomènes et des comportements nouveaux. Dans cette thèse, nous avons étudié les propriétés optiques des supraconducteurs à base de fer dopés trous [Ba1−xKxFe2As2] et électrons [Ba(Fe1−xCox)2As2]. Dans les composés dopés optimalement par K ou Co, nous avons trouvé différentes réponses dans la conductivité optique de basse énergie. En comparant les propriétés optiques et les sites de dopage de ces deux échantillons dopés de fa con optimale, nous avons fourni des preuves solides pour une symétrie d'appariement s± dans le système Ba122. Dans le composé sous-dopé Ba0.6K0.4Fe2As2 nous avons observé, en plus du gap SDW et de celui supraconducteur, un plus petit gap à plus faible énergie. Nous avons étudié la dépendance en température et dopage des trois gaps. Avec cela, combinée à une analyse de poids spectral, nous avons conclu que ce gap nouveau partage les mêmes états électroniques que le condensat supraconducteurs. Nous avons interprété ce gap par un scénario de précurseur de la phase supraconductrice. En revanche, la transition SDW diminue les états électroniques disponibles pour le condensat supraconducteur, agissant comme un ordre en compétition à la supraconductivité.