Observación de excitón resonante y plasmón correlacionado que produce plexcitón correlacionado en silicio amorfo con varios contenidos de hidrógeno

Scientific Reports volumen 12, Número de artículo: 21497 (2022) Citar este artículo

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El silicio amorfo hidrogenado (a-Si: H) ha recibido una gran atención por su rica física fundamental y sus células solares potencialmente económicas. Aquí, observamos nuevos excitones resonantes y plasmones correlacionados ajustables a través del contenido de hidrógeno en películas de a-Si: H en sustrato de óxido de indio y estaño (ITO). La elipsometría espectroscópica compatible con microscopía electrónica de transmisión de alta resolución (HR-TEM) se utiliza para sondear las propiedades ópticas y la densidad de los estados electrónicos en las diversas cristalinidades, desde cristales de tamaño nanométrico hasta películas amorfas de a-Si: H. Las estructuras ópticas y electrónicas observadas se analizan mediante la segunda derivada con formas de línea de punto crítico analítico. La función dieléctrica compleja muestra un buen acuerdo con los cálculos microscópicos para el cambio de energía y la ampliación de las transiciones entre bandas basadas en la interacción electrón-hueco. Curiosamente, observamos una transferencia de peso espectral inusual en un amplio rango de energía que revela correlaciones electrónicas que provocan un cambio drástico en la densidad del portador de carga y determinan el rendimiento fotovoltaico. Además, la interacción de los excitones resonantes y los plasmones correlacionados se analiza en términos de un plexcitón correlacionado. Nuestro resultado muestra el importante papel del hidrógeno en la determinación del acoplamiento de excitones y plasmones en una película de a-Si:H para dispositivos fotovoltaicos.

El silicio amorfo hidrogenado (a-Si: H) ha surgido recientemente como un material favorito para fabricar dispositivos optoelectrónicos de película delgada de gran superficie, como células solares de película delgada1, detectores de radiación2, sensores de imagen3, transistores de película delgada4, dispositivos de memoria5 y microcanal. Placas tanto en sustrato rígido6 como flexible7. Además de ser económico, ecológico y no tóxico, este tipo de material es importante porque puede ser dopado de tipo n y de tipo p8,9,10 y la estructura de la unión homo-pi-n se ha realizado sin la banda. discontinuidad de la brecha en la interfaz 11,12,13. Numerosos estudios han demostrado la presencia de enlaces Si-Si débiles, enlaces Si-H2 y cavidades que cambian las propiedades optoelectrónicas de a-Si: H14,15,16,17.

Las interacciones electrón-hueco, conocidas como excitones, juegan un papel importante en los dispositivos semiconductores y fotovoltaicos18,19,20. Se ha utilizado una dilución de hidrógeno de la mezcla de gas de proceso de silano e hidrógeno para mejorar la estabilidad de los materiales y dispositivos a-Si:H21. Resultados recientes sugieren que se produce un aumento significativo en la estabilidad de la celda a-Si:H cuando la capa intrínseca se crea a partir de una mezcla de gas diluida con hidrógeno22,23,24. Si bien el contenido de hidrógeno de este material es similar al de las aleaciones hechas con baja dilución de hidrógeno, la efusión de hidrógeno de esta película ocurre a una temperatura mucho más baja25,26. Además, en presencia de excitación de electrones o estimulación térmica, la pequeña masa y tamaño de los átomos de hidrógeno les permite migrar fácilmente dentro de la matriz de Si relativamente rígida, lo que da como resultado una evolución estructural metaestable conocida como efecto Staebler Wronski (SWE)27. Sin embargo, el papel del hidrógeno en las propiedades electrónicas y ópticas del a-Si:H sigue sin explorarse.

Aquí, presentamos un enfoque novedoso para generar estructuras amorfas de silicio a partir de SiH4 con dilución de hidrógeno mediante la técnica RF-PECVD y revelamos la evolución detallada de la estructura electrónica en la creación del acoplamiento de excitones y plasmones y su relación con el rendimiento de los dispositivos fotovoltaicos. Obtenemos un modelo físico preciso de la respuesta óptica y las estructuras de a-Si:H mediante el uso de elipsometría espectroscópica.

La capa delgada de a-Si: H se deposita intrínsecamente sobre vidrio corning 1737 y sustratos de ITO empleando la técnica RF-PECVD (MVSystem Inc. EE. UU.) en cargas espaciales UHV basadas en clave con un área de electrodo clave de 19,62 cm2 y electrodo de 4 cm separación. El tiempo total de deposición de cada película se mantiene constante durante 30 min. Los parámetros de deposición para la dilución de hidrógeno SiH4/H2 son 0, 16 y 36 utilizando una potencia de RF de 10 W, una temperatura del sustrato de 270 °C y una presión de proceso (PP) de 2000 mTorr, como se presenta en la Tabla 1. La R -0 película (sin dilución de hidrógeno) se deposita durante la precipitación, mientras que las películas R-16 y R-36 se depositan con dilución de hidrógeno en 30 min. El microscopio de fuerza atómica (Agilent 5500) se utiliza para estudiar la morfología superficial y la rugosidad de las películas. La oscuridad y la fotoconductividad de las películas se miden al vacío (∼ 10−5 mbar) en geometría coplanar, en el rango de temperatura de 300–475 K, para estimar la energía de activación.

Los parámetros de elipsometría espectroscópica ψ y Δ (es decir, la relación de la amplitud y la diferencia de fase entre la luz reflejada polarizada p y s, respectivamente) se recopilan en ángulos de incidencia de 50°, 60° y 70°, con la energía del fotón rango entre 0,6 y 6,5 eV utilizando el aparato de medición (V-VASE, JA Woollam Co.) con un analizador rotatorio y un compensador en la fuente de luz de sincrotrón de Singapur (SSLS). Las mediciones se realizan en cámara de ultra alto vacío, lo que permite medir una superficie limpia28 y se realiza un ajuste universal dentro de los mismos parámetros ópticos. Los detalles del instrumento y la geometría de medición se describen en otra parte29. Las partes real e imaginaria de la constante dieléctrica <ε1> y <ε2> se extraen mediante un análisis de regresión de mínimos cuadrados30 y una función de error cuadrático medio no ponderado ajustando los espectros experimentales con el software Woollam Complete Ease. Los parámetros correspondientes a la rugosidad superficial de las muestras R-0, R-16 y R-36 y el parámetro de las respectivas funciones dieléctricas se evalúan mediante una combinación del modelo Tauc-Lorentz (TL)/Tauc-Lorentz + G para determinar el espesor, la banda prohibida y las constantes ópticas de las películas.

Las siguientes ecuaciones se utilizan para evaluar las propiedades dieléctricas para la corriente establecida por a-Si: H31.

Función dieléctrica compleja \(\varepsilon \left(\omega \right)= {\varepsilon }_{1}\left(\omega \right)+i{\varepsilon }_{2}\left(\omega \right) \) (ω = frecuencia angular del fotón incidente).

Índice de refracción \(n \left(\omega \right)=\sqrt{\frac{1}{2}[\sqrt{{\varepsilon }_{1}^{2}\left(\omega \right)+ {\ varepsilon }_{2}^{2}\left(\omega \right)}+{\varepsilon }_{1}\left(\omega \right)]}\).

Coeficiente de extinción \(\kappa \left(\omega \right)=\sqrt{\frac{1}{2}[\sqrt{{\varepsilon }_{1}^{2}\left(\omega \right) +{\varepsilon }_{2}^{2}\left(\omega \right)}-{\varepsilon }_{1}\left(\omega \right)]}\).

Función de pérdida \(-\mathrm{Im }\left[{\varepsilon }^{-1}\left(\omega \right)\right]=\frac{{\varepsilon }_{2}\left(\ omega \right)}{[{\varepsilon }_{1}^{2}\left(\omega \right)+{\varepsilon }_{2}^{2}\left(\omega \right)]} \).

Reflectividad incidente normal \(R \left(\omega \right)= \frac{{[n\left(\omega \right)-1]}^{2}+{\kappa }^{2}(\omega ) }{{[n\left(\omega \right)+1]}^{2}+{\kappa }^{2}(\omega )}\).

Conductividad óptica \({\sigma }_{1}\left(\omega \right)= {{\varepsilon }_{0}\varepsilon }_{2}\left(\omega \right) \omega \) ( \({\varepsilon }_{0}\) es la permitividad en el espacio libre).

Para el estudio de microscopía utilizando un microscopio electrónico de transmisión (TEM), todas las películas se rayan y sonican en acetona durante varios minutos y se dispersan en una red de cobre. Las imágenes del microscopio electrónico de transmisión de alta resolución (HR-TEM) y los patrones de difracción de electrones de área seleccionada (SAED) se registran utilizando JEOL-2100.

La Figura 1a muestra que hay dos picos de excitón, a saber, Ex−1 = 3,4 eV y Ex−2 = 4,24 eV con un amplio cambio de energía entre Ex−1 y Ex−2 de 0,84 eV que se origina a partir de mediciones de c-Si usando elipsometría espectroscópica. Para la película R-0 en la Fig. 1b, el excitón de ambos es empujado al peso espectral a baja energía y se ve que hay un ensanchamiento en <ε2> de Ex−1 = 3.34 eV y Ex−2 = 3.82 eV con un magnitud del cambio de energía de 0,48 eV, de modo que el efecto de confinamiento cuántico ocurre con la transmisión cambiando de alta energía, cruzando cero a energía más baja32. Además, es importante que haya transferencia de peso espectral en <ε2> de la película R-0, pero no se ve en una de c-Si. Resulta que el pico en <ε2> de la película de c-Si se produce a alta energía, es decir, a E1 = 5,34 eV. Hay una transferencia de energía espectral a inferior en E0 de 3,32 eV, lo que provoca una transferencia de peso espectral de 3 eV, que es una firma de correlación electrónica. La Figura 1c representa la curva <ε2> de la película R-16, que muestra no solo el efecto de confinamiento cuántico, sino también el efecto dramático del hidrógeno. Se ve que ambos picos de excitón se desplazan entre sí y colapsan para formar un solo excitón. Cuando se agrega más hidrógeno, como la película R-36 en la Fig. 1d, hay otro cambio de 0,84 eV en la curva <ε2> entre Ex−1 = 3,52 eV y Ex−2 = 4,36 eV. Conduce a una característica de excitón cambiante, que es algo similar a la de la película de c-Si. Esto significa que la dilución de hidrógeno ha tenido un papel importante en el ajuste de la estructura electrónica de la película de a-Si depositada.

Parte imaginaria de la función dieléctrica compleja (Ex−1: excitón convencional, Ex−2: excitón resonante) <ε2> (a) c-Si, (b) R-0, (c) R-16 y (d) R -36.

La figura 2 muestra la parte real <ε1> de la función dieléctrica compleja, la función de pérdida y la reflectividad de las películas c-Si, R-0, R-16 y R-36. El valor de <ε1> cambia drásticamente de positivo a negativo, mostrando diferentes tipos de plasmones (Fig. 2a-d) como se analiza más adelante. El <ε1> alcanza un mínimo con un valor positivo en alrededor de ~ 4,45 eV. Para todas las películas, <ε2> exhibe un pico a ~ 3,34 eV y el aumento es una característica del silicio, que presenta un excitón resonante. Los efectos excitónicos resonantes se producen normalmente por encima de las brechas de banda óptica debido a las fuertes interacciones electrón-hueco y electrón-electrón y se han observado en el grafeno33,34,35,36,37,38. El sustrato también tiene características no reflectantes a ~ 1,00 eV, pero exhibe una reflectividad distinta de cero a ~ 4,00 eV en la Fig. 2e-h. Cuando la película de a-Si:H se deposita sobre el sustrato, la reflectividad se aproxima a cero y muestra una profundidad de ~ 4,00 eV, cambiando ligeramente con la adición de hidrógeno. La reflectividad mínima a ~ 4,00 eV es un signo de plasmón.

(a–d) Parte real <ε1> de la función dieléctrica, (e–h) reflectividad y (i–l) función de pérdida (E0: plasmón convencional, E1: plasmones correlacionados) c-Si, R-0, R -16 y R-36.

La forma directa de detectar plasmones es a través de la función de pérdida39, como se muestra en la Fig. 2i–l. La función de pérdida muestra dos picos, en ~ 3,50 eV y ~ 5,20 eV. Al combinar la función de pérdida y <ε1>, identificamos dos tipos diferentes de plasmones. Para el primero donde <ε1> es positivo, se trata de plasmones correlacionados no convencionales29. Para los últimos, donde <ε1> es negativo, se trata de plasmones convencionales. La curva de función de pérdida corrobora que el plasmón aparece en la película39, caracterizado por un pico a ~ 3,50 eV en la Fig. 2i–l. Los picos muestran los desplazamientos hacia el rojo y el azul de ~ 0,74 eV respectivamente para las películas R-0 y R-36, que son coherentes con la reflectividad profunda. También se observa otro pico a 5,20 eV, lo que implica que el plasmón se acopla con el excitón a esta energía fotónica.

La respuesta óptica lineal macroscópica del Si está representada por la función dieléctrica compleja \(\varepsilon \left(\omega \right)\), que está estrechamente relacionada con la estructura de bandas electrónicas del material. Las estructuras observadas en \(\varepsilon \left(\omega \right)\) se atribuyen a transiciones entre bandas, así como a excitones en puntos críticos, que se pueden analizar en términos de formas de líneas analíticas estándar: \(\varepsilon \left( \omega \right)=CA{e}^{i\phi }(\omega -E+i\Gamma {)}^{n}\), donde un punto crítico (CP) se describe mediante la amplitud A, umbral energía E, ensanchamiento Γ, y el ángulo de fase de los excitones Ф. El exponente n tiene el valor \(-\frac{1}{2}\) para unidimensional (1D), 0 logarítmico, es decir, \(ln(\omega -E+i\Gamma \)) para 2D, y \(\frac{1}{2}\) para CP 3D. Los excitones discretos están representados por n = − 1. La información obtenida del análisis de forma de línea se puede comparar con los cálculos de estructura de banda40,41,42.

Es interesante revisar más a fondo la aparición de excitones y plasmones en las muestras. En la película de c-Si se observan dos excitones resonantes (Fig. 1) y dos plasmones (Fig. 2), que consisten en un plasmón correlacionado (menor energía) y un plasmón convencional (mayor energía). El fuerte acoplamiento entre estos dos tipos de cuasi-partículas43,44,45,46,47, constituye el denominado plexcitón. Dado que el plexcitón en este estudio es un acoplamiento entre el excitón resonante y los plasmones correlacionados y/o convencionales, proponemos que se trata de un plexcitón correlacionado. Se observa que las estructuras de plexcitón correlacionadas persisten a pesar de que la estructura detallada cambia gradualmente en a-Si y a-Si: H, lo que sugiere la importancia de las correlaciones electrónicas. Como se puede ver en la Fig. 1, los dos excitones resonantes (Ex1 y Ex2) experimentan un cambio en su energía más cerca uno del otro (R-0), fusionándose en un excitón (R-16) y recuperándose en dos excitones nuevamente ( R-36) en presencia de un número creciente de átomos de H como se ilustra en la Fig. 3. Por otro lado, los plasmones todavía están presentes en las muestras enteras de a-Si, lo que indica que la presencia de plexcitón correlacionado podría ser confirmado.

Diagrama esquemático del mecanismo de acoplamiento del plasmón correlacionado y el excitón resonante.

Para mejorar la estructura en los espectros y realizar un análisis de forma de línea del CP, calculamos numéricamente la segunda derivada de la función dieléctrica compleja con respecto a la energía del fotón d2ε/dω2, como se presenta en la Tabla 2. La Figura 4 muestra el experimento espectro de segunda derivada de <ε1>, <ε2>, y función de pérdida en las regiones espectrales donde se observan las estructuras (puntos). Las líneas sólidas y punteadas representan los mejores ajustes a las formas estándar de las líneas de puntos críticos, derivadas de: \(\frac{{d}^{2}\varepsilon }{{d\omega }^{2}}=\left\ {\begin{matriz}{*{20}l}n\left(n-1\right)A{e}^{i\Phi }(\omega -E+i\Gamma {)}^{n-2 }, n\ne 0\\ A{e}^{i\phi }(\omega -E+i\Gamma {)}^{-2}, n=0\end{array}\right.\). El ajuste se realiza simultáneamente para las partes real e imaginaria de d2ε/dω2 utilizando un procedimiento de mínimos cuadrados48,49. Si el ángulo Ф en el factor de fase \({e}^{i\Phi }\) toma valores que son múltiplos enteros de π/2, la forma de la línea corresponde a transiciones entre bandas de un electrón no correlacionadas, mientras que los múltiplos no enteros suelen ser se cree que incluye efectos excitónicos al permitir una mezcla de dos formas de líneas múltiples enteras de CP.

Se ajusta a las segundas derivadas de la función dieléctrica compleja de las partes real (línea azul) e imaginaria (línea roja), incluye la función de pérdida de (a) c-Si, (b) R-0, (c) R-16 y ( d) R-36.

La Figura 5 muestra un posible esquema de bandas, donde la banda de valencia se ubica en 0 eV y la banda de conducción se ubica en ~ 4,00 eV. Esta ubicación se basa en la suposición de que la banda de conducción divide la brecha entre el estado cargado más alto y el estado vacío más bajo (esta brecha es esencialmente la energía inicial para el proceso de transferencia de carga) en una proporción de 1:3, como se ve en informes recientes. en c-Si. Esta estimación de la posición de la banda de valencia (es decir, 0 eV e inferior) es consistente con la brecha de < 1 eV entre la banda de valencia y la banda de conducción en otro cálculo reciente para c-Si50. Con base en los resultados del SE y el análisis de la segunda derivada en las muestras de c-Si, R-0, R-16 y R-36, a temperatura ambiente, se forma un nuevo estado intermedio al agregar H como se ilustra en la Fig. 5. Teniendo en cuenta que el sistema no es un semiconductor ordinario, proponemos dos nuevos estados midgap: uno en estado lleno y el otro en estado vacío con un espacio finito muy pequeño entre ellos. A partir de la observación detallada de la estructura de la banda electrónica, implicamos que es probable que el estado del espacio intermedio vacío esté formado por estados vacíos de mayor energía, que llenan la parte inferior de la banda de conducción. La estructura de banda propuesta también muestra que, con la adición de H, la transición de la transferencia de carga tiende a dominar la transición del electrón-hueco, lo que se confirma cuantitativamente por la transferencia de peso espectral51.

Diagrama esquemático de la estructura de banda electrónica en c-Si, R-0, R-16 y R-36.

Como somos capaces de identificar las transiciones ópticas en los tres a-Si:H, podemos cuantificar el cambio en las transiciones ópticas asociadas individualmente. Este cambio se establece cuantitativamente usando la conductividad óptica, σ1(ω) del a-Si: H porque σ1(ω) satisface la regla f–sum (conservación de carga) y está relacionado con la densidad electrónica total n por la relación \( {\int }_{0}^{\infty }{\sigma }_{1}\)(ω) dω = πne2/2me, donde me es la masa en reposo del electrón52. Para un rango de energía finita, la integral se puede expresar como W = \({\int }_{E1}^{E2}{\sigma }_{1}\)(E) dE. La W se denomina transferencia de peso espectral y es proporcional al número efectivo de electrones que participan en las transiciones ópticas dentro del rango de energía [E1, E2]. Teniendo en cuenta el rango de energía experimental de 0,6 a 6,5 eV de nuestros espectros observados, dividimos el SWT en tres rangos diferentes, a saber, W1 para el rango de energía de 0,6 a 3,1 eV, W2 para 3,1 a 4,0 eV y W3 para 4,0 a 6,5 eV . W1, W2 y W3 estimados y su suma W para cada uno de los a-Si: H se muestran en la Fig. 6.

(a) espectros de conductividad óptica (σ1), y (b) peso espectral de R-0, R-16, R-36 y c-Si. Recuadro: la transferencia de peso espectral estimada en tres rangos de energía: 0,6–3,1 eV (W1), 3,1–4,0 eV (W2) y 4,0–6,5 eV (W3), mientras que W se define como W1 + W2 + W3.

El peso espectral total W, desde a-Si: H a través del rango espectral medido de 0.6 a 6.5 eV se muestra en la Fig. 6b. Hay un aumento en W cuando la muestra agrega hidrógeno de R-16 a R-36, seguido de una disminución a aproximadamente el mismo nivel que en R-0 cuando a la muestra le falta hidrógeno. Estos resultados indican que hay más electrones con energías entre 0,6 y 6,5 eV en R-36 que en R-0 y R-16. Esto significa que en la muestra R-36, aumenta el número de electrones con energías más allá del rango espectral medido. Este cambio de peso espectral no puede explicarse únicamente por la activación de la adición de un átomo de hidrógeno, porque la energía asociada con R-0 y R-16 es demasiado pequeña (< 33 meV); por lo tanto, cualquier energía adicional ganada o perdida debe provenir de la energía potencial de correlación electrón-electrón. Tanto los acoplamientos de plasmones como los de excitones se ven en el R-0, disipándose en el R-16, lo que también coincide con la disminución de la conductividad electrónica y la densidad electrónica. La figura 6b muestra el cambio en W para cada una de las tres regiones espectrales de la figura 6a cuando la muestra agrega hidrógeno de R-16 a R-36. Si bien hay pocos cambios en las regiones de baja y media energía, la pérdida de peso espectral en las regiones de alta energía muestra un cambio significativo en la densidad electrónica de este rango espectral a energías más altas (por encima de 6,5 eV). El aumento en las energías de los electrones del orden de varios eV proviene de la correlación de los electrones de larga distancia, que ahora es prominente debido a la disminución del filtrado electrónico53. Esto, a su vez, da lugar a la actividad plasmónica, que se observa en los materiales conductores.

En la Fig. 7 se muestran las imágenes HR-TEM de las películas con diferente contenido de hidrógeno. Se puede observar una isla cristalina con un tamaño de varios nm en la película R-0 (Fig. 7a), que exhibe una fuerte prueba en un régimen nanocristalino (nc-Si: H). La estructura porosa de la película R-0 es causada por el efecto de grabado H2 del plasma. La distancia interplanar (d) calculada a partir de la imagen está entre 0,2 y 0,3 nm, correspondiente a los planos (111) y (220) en el cristal de Si. Esto se puede atribuir al aumento de la unión y la microestructura de estas películas sujetas al plasma de hidrógeno. Durante el tratamiento con hidrógeno, un gran flujo de átomos de hidrógeno que llega a la superficie de la película rompe el enlace Si-Si débil y lo reemplaza con un enlace Si-Si fuerte54. Los átomos de hidrógeno también se difunden en la mayoría de las películas y mejoran la estructura de la película55. Durante el crecimiento posterior, los átomos de Si que llegan a la superficie prefieren mantener este arreglo estructural en lugar de formar una red aleatoria56. Este proceso continúa durante unas pocas capas de átomos y luego se forma una red aleatoria de átomos de Si, lo que da como resultado el crecimiento de a-Si: H. Para el R-16 en la Fig. 7b, la película solo se somete a plasma de hidrógeno. tratamiento una vez y posterior precipitación por un período más largo, lo que no resulta en cambios en la microestructura de la película. Para la película R-36, con una mayor dilución de H2 seguida de un tiempo de deposición más corto, la transformación de a-Si: H a nc-Si: H ha resultado en una fase mixta de estructuras amorfas y nanocristalinas, formando una estructura amorfa más densa. película, como en la Fig. 7c.

Imágenes HR-TEM de películas (a) R-0, (b) R-16 y (c) R-36, que muestran una evolución del régimen nanocristalino a la fase amorfa debido a la dilución de hidrógeno.

En resumen, al medir simultáneamente la función dieléctrica compleja, la función de pérdida y la reflectividad del efecto de dilución de hidrógeno en las películas de a-Si mediante elipsometría espectroscópica, determinamos estructuras electrónicas y ópticas y observamos una transferencia de peso espectral inusual que da como resultado excitones resonantes de alta energía. y plasmones correlacionados y cambios significativos en los niveles de Fermi. A partir del análisis de transferencia de peso espectral, encontramos que después de la adición de hidrógeno, una disminución en el apantallamiento electrónico provoca un aumento en la correlación de electrones de largo alcance y aumenta la energía potencial del sistema, lo que da como resultado la formación de excitones resonantes y acoplamientos de plasmones correlacionados, a saber un plexciton correlacionado. La dispersión de electrones del acoplamiento de excitones resonantes de alta energía y plasmones correlacionados da como resultado un aumento en la densidad del granelero y, posteriormente, un cambio reversible en la energía de Fermi. En general, creemos que los hallazgos de este trabajo pueden ayudar a aumentar la eficiencia de conversión de energía de las celdas solares con los resultados de demostración de excitones resonantes de alta energía y plasmones correlacionados para el desempeño de dispositivos fotovoltaicos en a-Si: H, y la metodología presentada. aquí se puede utilizar para investigar excitones y plasmones en semiconductores y sistemas de electrones fuertemente correlacionados.

Todos los datos generados o analizados durante este estudio se incluyen en este artículo publicado [y sus archivos de información complementaria].

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Los autores agradecen el apoyo del Ministerio de Educación y Cultura de la República de Indonesia por proporcionar la Beca de Indonesia y la Cátedra de clase mundial. Los trabajos en la Universidad Nacional de Singapur fueron apoyados por el Ministerio de Educación de Singapur (T2EP50220-0041 y MOE2019-T2-1-037). Los autores desean agradecer al Centro de Investigación ITS y a la Fuente de luz de sincrotrón de Singapur (SSLS) por proporcionar las instalaciones necesarias para llevar a cabo la investigación. El SSLS es una Infraestructura Nacional de Investigación bajo la Fundación Nacional de Investigación de Singapur.

Departamento de Física, Instituto de Tecnología Sepuluh Nopember, Surabaya, 60111, Indonesia

Soni Prayogi, Retno Asih, Budhi Priyanto, Malik A. Baqiya, Yoyok Cahyono y Darminto

Departamento de Ingeniería Eléctrica, Universidad de Pertamina, Yakarta, 12220, Indonesia

Soni Prayogui

Departamento de Física, Universidad Nacional de Singapur, Singapur, 117542, Singapur

Muhammad A. Naradipa y Andrivo Rusydi

Fuente de luz de sincrotrón de Singapur, 5 Research Link, Singapur, 117603, Singapur

andres rusydi

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YC y D. propusieron la idea y discutieron los resultados, SP y MAN llevaron a cabo los experimentos, RA, BP y MAB escribieron el manuscrito y lo revisaron D. y AR, y AR y D. proporcionaron información sobre los datos experimentales. coherentemente y propuso el plexciton correlacionado.

Correspondencia a Darminto o Andrivo Rusydi.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Prayogi, S., Asih, R., Priyanto, B. et al. Observación de excitón resonante y plasmón correlacionado que produce plexcitón correlacionado en silicio amorfo con varios contenidos de hidrógeno. Informe científico 12, 21497 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-24713-5

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Recibido: 01 Agosto 2022

Aceptado: 18 de noviembre de 2022

Publicado: 13 diciembre 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-24713-5

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