Рис. 3.2. Блок-схема автоматизированной установки для измерения диэлектрических характеристик и электропроводности:

Е7-12 - измеритель L, C, R - цифровой

В7-30 - вольтметр-электрометр универсальный

В7 27А/1 - цифровой вольтметр

ИТ - источник тока

УИН - управляемый источник напряжения

ФНЧ - фильтр низких частот

RT - термосопротивление

Сх - измеряемая емкость

Rх - измеряемое сопротивление

Изоляция объекта измерения от воздействия внешнего случайного электрического поля и проникновения влаги достигается применением латунного экрана, который устанавливается на измерительной трубке посредством резьбового соединения.

Электроды исследуемого конденсатора подключаются к двум узлам, в которых соединены попарно четыре коаксиальных кабеля от прибора Е7-12. Показания прибора Е7-12 отражают суммарную ёмкость, включающую ёмкость планарного конденсатора и паразитную ёмкость подводящих кабелей и прижимных контактов. Минимизация паразитной емкости достигается применением экранированных кабелей минимальной длины и их распайкой на прижимных контактах. Оставшаяся незначительная паразитная ёмкость может быть скомпенсирована при калибровке прибора Е7-12. Достоверность измерения температуры достигается расположением термопреобразователя на держателе, изготовленном из материала с большим коэффициентом теплопроводности (медь), которая обеспечивает изотермичность её поверхности. Следует учитывать, что теплоёмкость исследуемого образца существенно меньше теплоёмкости изотермической пластины.

На блок-схеме установки образец для измерения вольт-амперных характеристик (ВАХ) показан в виде эквивалентного сопротивления Rx. Устройство для измерения ВАХ - I(U) - В7-30, вольтметр-электрометр универсальный, обозначено цифрой 8. При снятии ВАХ последнее измеряемое значение соответствовало времени релаксации 3?.

Пределы погрешности измерения емкости ±0.02%. Точность измерения тангенса угла диэлектрических потерь ±2·10-4. Пределы допускаемых значений основной погрешности измерения тока равны значениям в амперах, определяемым формулой: =±(А+0.005Ix), где А - погрешность дискретности электрометра, равная 2 единицам младшего разряда в амперах, Ix - действительное значение измеряемого тока в амперах.

С помощью автоматизированной установки были измерены следующие характеристики:

температурная зависимость емкости С(Т) и тангенса угла диэлектрических потерь tgд(Т);

вольт-фарадные характеристики C(U) и зависимость тангенса угла диэлектрических потерь от приложенного напряжения tgд(U); по результатам измерения вольт-фарадных характеристик проводилась оценка диэлектрической проницаемости образцов по формуле планарного конденсатора

;

фактор управляемости был получен из следующего выражения К=С(0)/C(Umax), где Umax - максимальное смещение напряжения приложенное к электродам конденсатора;

вольтамперные характеристики (ВАХ); по омическим участкам ВАХ проводилась оценка сопротивления образцов.

3.2 Экспериментальные результаты измерений ёмкости планарного встречно щелевого конденсатора на многослойной сегнетоэлектрической плёнке

Многослойная нанокомпозитная СЭП формировалась на сапфировой диэлектрической подложке методом магнетронного распыления из мишеней с различным компонентным и элементным составами. Технологические режимы напыления слоёв структуры СЭП из твёрдотельных составов мишеней (минимальное количество используемых мишеней - семь) стандартные.

На рис.3.5, представлены экспериментальные зависимости ёмкости конденсатора на нанокомпозитной СЭП от температуры при различном управляющем напряжении. Конденсатор содержит 25 нанокомпозитных слоёв СЭП, толщина сегнетоэлектрической структуры равна 850 нм. Из рисунка видно, что максимальное отклонение ёмкости в широком диапазоне температур не превышает 7%, без управляющего напряжения, а с приложенным напряжением практически исчезает. Эффект температурной стабилизации достигается за счёт применения в процессе распыления из мишеней с комбинацией разнокомпонентных составов с близкими фазовыми переходами и кратными значениями постоянных решёток. Влияние этих параметров существенно при получении качественных плёнок с малыми диэлектрическими потерями в широком частотном диапазоне и приемлемым коэффициентом перестройки эффективной диэлектрической проницаемостью. Рис.3.6 иллюстрирует разброс семисот планарных ёмкостей одного номинала сформированных на подложке размером 30х48мм2. Следует отметить, что величина значения ёмкости обусловлена качеством поверхности получаемой многослойной СЭП, рис.3.7, а также точностью повторения топологических размеров встречно щелевых структур конденсатора.

Зависимость распределения изменения коэффициента управления ёмкостью конденсатора () по подложке показана на рис.3.8. На величину коэффициента управления ёмкостью помимо точности повторения топологии встречно штыревой структуры и качества поверхности плёнки, влияет буферный материал, между поверхностью СЭП и электродами конденсатора. Распределение значений тангенса угла диэлектрических потерь планарных сегнетоэлектрических конденсаторов на частоте 1 МГц, показана на рис. 3.8.

На рис.3.9, показаны экспериментальные частотные зависимости основных параметров планарного конденсатора. Из рисунка видно, что на частоте 3ГГц, тангенс угла диэлектрических потерь составляет 3510-3, такое высокое значение обусловлено низким качеством электродов конденсатора, и их топологическим расположением. Для данного типа многослойной нанокомпозитной СЭП используемой в исследуемой конденсаторной структуре, значение добротности на частоте 34ГГц по измерениям в волноводном резонаторе составило величину 107, что подтверждает сделанное выше утверждение.

На основании полученных экспериментальных данных, можно сделать вывод о том, что созданные перестраиваемые конденсаторы на нанокомпозитных СЭП, могут найти широкое практическое применение в современной РЭА работающей в широком частотном диапазоне.

Рис.3.5.



Рис.3.6.

Рис.3.7.

Рис.3.8.



Рис. 3.9.

Рис. 3.10.

4. Электродинамический анализ щелевой линии на нанокомпозитной сегнетоэлектрической плёнке

Целью задачи является расчет постоянной распространения электромагнитного поля в зависимости от температуры и напряженности электрического поля.

На рис.4.1 представлено сечение рассматриваемой щелевой линии, окруженной прямоугольной областью с идеально проводящими стенками. Сегнетоэлектрическая пленка (область 1 на рис.4.1) образована N слоями различного химического состава, то есть с разным процентным содержанием бария в твердом растворе (BST).

Рис.4.1.

В такой линии электромагнитное поле локализовано около узкой щели. Поэтому линия может быть окружена идеальными электрическими или магнитными стенками. В этом случае приходим к прямоугольному волноводу, поперечное сечение которого переставляет собой щелевую линию в окружении стенок. Влияние стенок исчезающе мало при их достаточном удалении от щели.

В качестве базиса разложения щелевого мода можно выбрать поля Е- и Н-типов пустого прямоугольного волновода. В этом случае надо задать магнитный и электрический векторные потенциалы вдоль оси волновода. Альтернативный подход заключается в использовании базиса LE- и LM-полей, частично заполненного диэлектрическим слоем на поперечном сечении прямоугольного волновода. Совокупность LE - и LM-полей, образующих полный ортогональный базис в описываемой структуре, ближе к щелевому моду, чем поля пустого волновода. При ширине щели, стремящейся к ширине волновода, мы приходим к частично заполненному прямоугольному волноводу.

Анализ дисперсионных характеристик планарных структур с направляющими электродами приводит к парным интегральным уравнениям или к парным сумматорным рядам, относительно распределения тока на электродах, либо распределения поля на щели. Популярной численной процедурой решения интегральных уравнений является метод Галеркина.

4.1 Модель зависимости диэлектрической проницаемости сегнетоэлектроника от температуры

В настоящее время в СВЧ-электронике применяются разнообразные составы твердого раствора BaxSr1-xTiO3. Диэлектрическая проницаемость сегнетоэлектрика зависит от температуры (T), внешнего поля (E), толщины слоя (di) и концентрации в нем бария (xi). Точно вид зависимости е(Т) неизвестен, но существуют различные модели этой зависимости.

Рассмотрим одну из таких моделей зависимости диэлектрической проницаемости от температуры.

Модель температурной и полевой зависимости диэлектрической проницаемости в каждом нанослое BaxSr1-xTiO3 была принята в виде

,

где x=(0,…,1) - концентрация бария,

, , ,

где Е - напряженность электрического поля, ЕН - нормирующее поле, - температура Дебая, а концентрационная зависимость постоянной Кюри С(х) и температуры Кюри-Вейса Тс(х) была принята в виде

, .

На рис.4.2 представлены зависимости диэлектрической проницаемости от температуры для сегнетоэлектриков с различной концентрацией бария (х).



Рис.4.2.

4.2 Расчет постоянной распространения электромагнитного поля в зависимости от температуры и напряженности электрического поля

Зададим два векторных потенциала

,

где и - комплексные амплитуды.

Уравнения Максвелла сводятся к уравнениям Гельмгольца относительно и в каждой области поперечного сечения.

Представим его в виде

, (4.1)

где: ; ; -относительная диэлектрическая проницаемость соответствующей области.

Первая область поперечного сечения образована из N нанослоев. Толщина i-го нанослоя равна ?i , где i - номер нанослоя, начиная с нижнего. Обозначим - координату верхней границы i - го нанослоя. Тогда

- координата верхней границы первого нанослоя.

, , .

Уравнения (4.1) должны быть дополнены граничными условиями

, - на горизонтальных стенках,

, - на вертикальных стенках.

На диэлектрических границах областей должны быть выполнены условия

(4.2)

В этих соотношениях - номер области поперечного сечения. Решения уравнения (4.1) в каждой области поперечного сечения и нанослоя с учетом граничных условий на металлических стенках имеют одинаковый вид

, (4.3)

где:- для каждой области сечения; - координата нижней границы каждой области и нанослоя. В пределах нанослоя в силу малой толщины изменения и по координате y можно считать линейным.

Запишем на основании (4.3) потенциалы в соответствующих областях поперечного сечения.

В области над щелью (, где )

(4.4)

В нанослоях первой области ()

Исходя из того, что порядка 0.1 мкм перепишем

(4.5)

где: ; - диэлектрическая проницаемость i-го нанослоя.

В области

(4.6)

В нижней области , где

(4.7)

Условия непрерывности на границах областей и нанослоев (4.2) приводят к связи произвольных коэффициентов ,,…,в соотношениях 4.4 ч 4.7.

При y= - d2 из (4.2), (4.6) и (4.7) найдем



Запишем систему в матричном виде

, (4.8)

где матрица имеет вид

На границе первого нанослоя и диэлектрической области (y=0) условия сшивания (4.2) приводят к соотношениям

,

откуда находим

Перепишем эти соотношения в матричном виде

, (4.9)

где матрица имеет вид

,

где: ; ; ;

; ;;

; .

На границе k-го и (k+1)-го нанослоя условия сшивания полей приведут к соотношениям

,

отсюда находим

,

Перепишем эти соотношения в матричном виде

, (4.10)

где матрица имеет вид

,

где: , , , .

Граница между верхней областью и N-ым нанослоем первой области

(y=d1) имеет смешанный характер граничных условий. На металлизированной части границы касательные составляющие электрического поля равны нулю, а на ширине щели они непрерывны. Очевидно, что на ширине щели непрерывны и касательные составляющие магнитного поля.

Соотношения между векторными потенциалами и составляющими поля следуют из уравнений Максвелла. В каждой области поперечного сечения и нанослое выполняются соотношения

(4.11)

 (4.12)

(4.13)

(4.14)

Из этих соотношений следует, что условия непрерывности и составляющих на ширине щели одинаковы с условиями непрерывности и составляющими. Поэтому можно выбирать произвольную пару для выполнения условий непрерывности. Выберем в качестве такой пары непрерывность и . Таким образом при y=d1 должны быть выполнены условия

и .

Подставим соотношения (4.4)

Найдем и



Перепишем эти соотношения в матричном виде

, (4.15)

где матрица имеет вид

С другой стороны, результирующее касательное электрическое поле на щели должно удовлетворять условию

В этих соотношениях представлены касательные составляющие полей в верхней области и в нанослое, расположенном под щелью.



.

Выберем

Подставив соотношения (4.11) и (4.12), получим

Подставив соотношения (2.4), получим

Выполним преобразование Фурье

(4.16)

(4.17)

Тогда выражения (4.16) и (4.17) перепишутся в виде

Обозначим

,

где

тогда

Получили систему

Определитель системы равен

где

Система невырожденная. Найдем решение этой системы по формуле Крамера

(4.18)

Перейдем к выполнению граничных условий непрерывности касательных составляющих магнитного поля щелевой линии на свободном участке границы между нулевой и первой областями.

По формулам (4.13) и (4.14)

Подставив сюда соотношения (4.4) и (4.5) при y=d1, получим

 (4.19)

Перепишем (4.19) в виде

(4.20)

Подставим в (4.20) коэффициенты и выраженные через и из соотношений (4.8), (4.9), (4.10) и (4.15). Получим систему уравнений вида

(4.21)

(подробный алгоритм вычисления ,,,,, приведен в шестом пункте данной пояснительной записки).

В системе уравнений (4.21) неизвестны распределения полей и на свободной от металла поверхности первой области. Но так как неизвестные распределения f(x) и g(x) входят в Fn и Gn под интегралами, то система уравнений (4.21) представляет собой парные интегральные уравнения. Их можно решить методом Галеркина.

Как известно, эффективность вычислительной процедуры определяется скоростью сходимости. В методе Галеркина она определяется выбором системы аппроксимирующих функций для токов на электродах или выбором полей на щелях. Аппроксимирующие функции на линии сшивания должны учитывать особенности поведения поля на краях тонких (бесконечно тонких) металлических электродов.

Обратимся к граничным условиям на остром ребре. Наличие края электрода приводит к неоднозначности решения уравнений Максвелла. Для обеспечения единственности решения вводят дополнительное физическое ограничение на поведение поля. Оно заключается в требовании конечности энергии электромагнитного поля, запасенного в любом конечном объеме окрестности ребра. Из этого условия следует, что в окрестности ребра ни одна составляющая электромагнитного поля не может возрастать быстрее, чем при (где ф>0, а - расстояние до ребра). Поэтому Исходя из того, что диэлектрическая проницаемость первой области примерно в 1000 раз больше диэлектрической проницаемости нулевой области, можем утверждать, что нормальная составляющая электрического поля на границе y=d1 практически равна нулю. Переходим к структуре, изображенной на рис.3.10.



Рис.4.3.

Введем вектора Герца и

Уравнение Гельмгольца для и в полярной системе координат имеет вид

. (4.22)

Решаем это уравнение методом разделения переменных. Представим в виде

.

Подставив в (4.22), получим

. (4.23)

Поделим (4.23) на

. (4.24)

Представим (4.24) в виде

.

Получили два уравнения

(4.25)

. (4.26)

Ищем решение уравнения (4.25) в виде

.

Расположим магнитную стенку по . Тогда граничные условия для на электрической и магнитной стенках примут вид

и .

Первое условие приводит к , второе условие приводит к , откуда

Таким образом

.

и

Из первого условия следует, что , а второе условие дает , откуда

Таким образом

.

Ищем решение уравнения (2.26) в виде

Таким образом, векторы Герца в области ребра имеют вид

(4.27)

. (4.28)

В соответствии с граничным условием на ребре при сингулярность поля имеет порядок , где . Поэтому и . В суммах (4.27) и (4.28) следует оставить члены и при n=0.

Введем весовую функцию для в виде , а для в виде .

Этим весовым функциям соответствуют ортогональные полиномы Чебышева первого рода нулевого и четных порядков и второго рода нечетных порядков .

Исходя из этого, представим f(x) и g(x) на интервале [-1,1] в виде

.

Тогда

(4.29)

.

Введем , отсюда .

Перепишем (4.29) в виде



Интегралы в этих соотношениях вычисляются в аналитическом виде. После интегрирования получим

,

где: и - функции Бесселя первого рода.

Обозначим

тогда

(4.30)

По методу Галеркина умножим первое и второе уравнения системы (4.21) на и соответственно и проинтегрируем по о на интервале [-1,1]. Под интегралом будет

Аналогично (3.30) получим

Сведем систему (4.21) к матричному виду. Получим систему линейных алгебраических уравнений (СЛАУ).

(4.31)

где:

Однородная система линейных уравнений имеет нетривиальные решения, если

. (4.32)

Приближенное значение постоянной распространения г находиться численным решением дисперсионного уравнения (4.32).

Рассматриваемая щелевая линия образована на слоистой диэлектрической структуре. Поэтому плоская граница между сегнетоэлектрической пленой и диэлектрической подложкой не совпадает с координатной поверхностью полярной системы координат, в которой удобно вести анализ электромагнитного поля вблизи края электрода. Таким образом, строгое обоснование порядка сингулярности трудно выполнить. Тем не менее, можно с очень малой ошибкой считать, что касательные составляющие электрического поля на поверхности СЭП и на границе с подложкой. На толщине пленки порядка 10-3 мм не может произойти заметное изменение касательного поля. Следовательно, порядок сингулярности можно сохранить тем же, что и в обычных щелевых линиях, образованных на однослойных диэлектрических подложках с е ~ 10. поэтому в качестве базиса были использованы полиномы Чебышева.

4.2.1 Численный расчет зависимости постоянной распространения электромагнитного поля от температуры и напряженности электрического поля

Зададим числовые параметры для структуры, изображенной на рис.3.8:

* ширина щели - w=0.1 мм;

* толщина подложки - d2 = 0.5 мм;

* диэлектрическая проницаемость подложки - е = 20;

* диэлектрическая проницаемость воздуха - е0 = 8.854·10-15 Ф/мм;

* расстояние d0 = d3 =100 мм;

* толщина пленки - d1 ? 1..2 мкм;

* количество нанослоев - N=4;

* рабочий диапазон температур - 263..313 К;

* напряженность электрического поля - Е0=0 В/мм, Е1=100 В/мм.

В связи с тем, что в процессе изготовления пленки точность при получении таких параметров как толщина - в пределах 10%, концентрация бария - в пределах 1%, зададим в случайном порядке эти отклонения.

(Расчет проводился в программной среде MathCAD-14).

1) * рабочая частота - f = 20 ГГц;

* толщины нанослоев: ?1=0.2 мкм, ?2=0.3 мкм, ?3=0.15 мкм, ?4=0.24 мкм;

* концентрация бария: x1= 0.5, x2= 0.4, x3= 0.6, x4= 0.7.

Зависимость постоянной распространения от температуры при двух значениях напряженности электрического поля показана на рис.3.11.

Рис.4.4.

При отклонении параметров:

* толщины нанослоев: ?1=0.21 мкм, ?2=0.315 мкм, ?3=0.15 мкм, ?4=0.25 мкм;

* концентрация бария: x1= 0.5, x2= 0.4, x3= 0.6, x4= 0.7.

Зависимость постоянной распространения от температуры при двух значениях напряженности электрического поля показана на рис.4.5.



Рис.4.5.

* толщины нанослоев: ?1=0.19 мкм, ?2=0.29 мкм, ?3=0.145 мкм, ?4=0.228 мкм;

* концентрация бария: x1= 0.5, x2= 0.4, x3= 0.6, x4= 0.7.

Зависимость постоянной распространения от температуры при двух значениях напряженности электрического поля показана на рис.4.6.



Рис.4.6.

* толщины нанослоев: ?1=0.2 мкм, ?2=0.3 мкм, ?3=0.15 мкм, ?4=0.24 мкм;

* концентрация бария: x1= 0.502, x2= 0.402, x3= 0.603, x4= 0.703.

Зависимость постоянной распространения от температуры при двух значениях напряженности электрического поля показана на рис.4.7.



Рис.4.8.

* толщины нанослоев: ?1=0.2 мкм, ?2=0.3 мкм, ?3=0.15 мкм, ?4=0.24 мкм;

* концентрация бария: x1= 0.498, x2= 0.398, x3= 0.598, x4= 0.697.

Зависимость постоянной распространения от температуры при двух значениях напряженности электрического поля показана на рис4.9.



Рис.4.9.

2) * рабочая частота - f = 30 ГГц;

* толщины нанослоев: ?1=0.4 мкм, ?2=0.6 мкм, ?3=0.3 мкм, ?4=0.48 мкм;

* концентрация бария: x1= 0.5, x2= 0.4, x3= 0.6, x4= 0.7.

Зависимость постоянной распространения от температуры при двух значениях напряженности электрического поля показана на рис.4.10.



Рис.4.10.

При отклонении параметров:

* толщины нанослоев: ?1=0.42 мкм, ?2=0.63 мкм, ?3=0.315 мкм, ?4=0.5 мкм;

* концентрация бария: x1= 0.5, x2= 0.4, x3= 0.6, x4= 0.7.

Зависимость постоянной распространения от температуры при двух значениях напряженности электрического поля показана на рис.4.11.



Рис.4.11.

* толщины нанослоев: ?1=0.38 мкм, ?2=0.57 мкм, ?3=0.285 мкм, ?4=0.46 мкм;

* концентрация бария: x1= 0.5, x2= 0.4, x3= 0.6, x4= 0.7.

Зависимость постоянной распространения от температуры при двух значениях напряженности электрического поля показана на рис.4.12.



Рис.4.12.

* толщины нанослоев: ?1=0.4 мкм, ?2=0.6 мкм, ?3=0.3 мкм, ?4=0.48 мкм;

* концентрация бария: x1= 0.502, x2= 0.402, x3= 0.602, x4= 0.703.

Зависимость постоянной распространения от температуры при двух значениях напряженности электрического поля показана на рис.4.13.



Рис.4.13.

* толщины нанослоев: ?1=0.42 мкм, ?2=0.6 мкм, ?3=0.315 мкм, ?4=0.46 мкм;

* концентрация бария: x1= 0.502, x2= 0.402, x3= 0.602, x4= 0.703.

Зависимость постоянной распространения от температуры при двух значениях напряженности электрического поля показана на рис.4.14.



Рис.4.14.

3) * рабочая частота - f = 40 ГГц;

* толщины нанослоев: ?1=0.4 мкм, ?2=0.6 мкм, ?3=0.3 мкм, ?4=0.48 мкм;

* концентрация бария: x1= 0.5, x2= 0.4, x3= 0.6, x4= 0.7.

Зависимость постоянной распространения от температуры при двух значениях напряженности электрического поля показана на рис.4.15.



Рис.4.15.

При отклонении параметров:

* толщины нанослоев: ?1=0.42 мкм, ?2=0.63 мкм, ?3=0.315 мкм, ?4=0.5 мкм;

* концентрация бария: x1= 0.5, x2= 0.4, x3= 0.6, x4= 0.7.

Зависимость постоянной распространения от температуры при двух значениях напряженности электрического поля показана на рис.4.16.



Рис.4.16.

* толщины нанослоев: ?1=0.38 мкм, ?2=0.57 мкм, ?3=0.285 мкм, ?4=0.46 мкм;

* концентрация бария: x1= 0.5, x2= 0.4, x3= 0.6, x4= 0.7.

Зависимость постоянной распространения от температуры при двух значениях напряженности электрического поля показана на рис.4.17.



Рис.4.17.

Из графиков видно, что при 10% отклонении в процессе изготовления толщины пленки от заданного значения отклонение значения постоянной распространения г от рассчитанного незначительно. А 1% разброс значения концентрации бария практически не изменяет значения г.

Заключение

Основные результаты диссертационной работы заключаются в следующем:

1. Разработан метод расчёта постоянной распространения электромагнитной волны в планарных слоистых диэлектрических структурах, образованных тонкими электродами, расположенными на поверхности СЭП.

2. На основе модели температурной и полевой зависимости диэлектрической проницаемости сегнетоэлектриков типа твердого раствора BaxSr1-xTiO3, выполнен численный анализ свойств планарных структур на основе многослойной нанокомпозитной СЭП.

3. Обоснована возможность расширения температурного интервала для планарных структур на основе СЭП до значений 40 0С относительно рабочей температуры при сохранении значений постоянной распространения в интервале единиц процентов.

4. Выполнен анализ ёмкости планарных структур с управляющими электродами.

Список использованной литературы

1. Сегнетоэлектрические пленки и устройства на сверх- и крайне высоких частотах. Иванов А.А., Карманенко С.Ф., Мироненко И.Г., Назаров И.А., Семенов А.А. СПб.: ООО "Техномедиа"/ изд-во "Элмор", 2007. - 162с.

2. Сегнетоэлектрики и родственные им материалы. М. Лайнс, А. Гласс. М.: изд-во "Мир", 1981. - 736с.

3. Техническая электродинамика. Пименов Ю.В., Вольман В.И., Муравцов А.Д. Под ред. Ю.В. Пименова: Учеб. пособие для вузов. - М.: Радио и связь, 2000. - 536с.: ил.

4. Физика: Проблемы. История. Люди: Сб. статей /Сост.: В.М. Тушкевич, Ред. колл.: В.Я. Френкель (пред.) и др. -- М.: Наука, 1986.

5. Сегнетоэлектрики и ферромагнетики .Сб. статей /Сост.: П.П. Пугачевич Калинин, 1973.

Размещено на Allbest.ru