1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Радиотехника и электроника
  4. T. 68, № 1, 2023

Радиотехника и электроника, 2023, T. 68, № 1, стр. 30-36

Преобразователи частоты терагерцового и инфракрасного диапазонов на основе двумерно-периодических графеновых решеток

А. М. Лерер a, *, Г. С. Макеева b, В. В. Черепанов a

a Южный федеральный университет
344090 Ростов-на-Дону, ул. Зорге, 5, Российская Федерация

b Пензенский государственный университет
440026 Пенза, ул. Красная, 40, Российская Федерация

* E-mail: lerer@sfedu.ru

Поступила в редакцию 31.05.2022
После доработки 02.06.2022
Принята к публикации 26.06.2022

Полный текст (PDF)

Аннотация

Разработан метод решения задачи нелинейной дифракции на двумерно-периодических решетках из графеновых лент. Учитывается нелинейная проводимость третьего порядка графена при воздействии двух волн, которая определяется полем волны накачки, в качестве которого используем поле на графеновых лентах, полученное при решении линейной задачи дифракции. Численный анализ показывает эффективность нелинейного преобразования частот терагерцового и инфракрасного диапазонов, когда частоты падающих волн накачки и сигнала совпадают с резонансными частотами мод основного и высшего порядков поверхностных плазмон-поляритонов в графеновых лентах.

ВВЕДЕНИЕ

Нелинейное преобразование частоты в нелинейной оптике имеет широкий спектр применений, включая новые источники излучения, датчики и обработку информации. Для высокоскоростной передачи данных в беспроводных терагерцовых (ТГц) системах связи с несущими частотами более 100 ГГц необходимы оптоэлектронные преобразователи, работающие на высоких частотах и являющиеся ключевым компонентом при генерации ТГц-сигнала методами фотоники [1]. При этом полностью оптическая обработка имеет огромное преимущество в скорости и эффективности по сравнению с традиционной электрооптической сигналов [2].

Последние достижения в области нелинейной обработки высокоскоростных цифровых оптических сигналов реализованы на платформах графеновой фотоники [3].

Графен является идеальным плазмонным материалом из-за его способности поддерживать перестраиваемые поверхностные плазмон-поляритоны (ППП) в лентах и других ограниченных морфологиях в ТГц- и инфракрасном (ИК) диапазонах. Благодаря значительной локализации поля ППП могут дополнительно усиливать присущую графену исключительную нелинейность [4].

Графеновая плазмоника представляет уникальную платформу для типичных функций нелинейной оптической обработки сигналов благодаря его высокой нелинейной проводимости и жесткому оптическому ограничению [5].

Легированные наноструктуры графена открывают уникальные возможности для улучшения нелинейно-оптических процессов смешения волн на наноуровне [6]. Показано, что наноостровки графена могут поддерживать ярко выраженные ППП на разных частотах, что приводит к необычайно высокой эффективности смешения волн, когда одна или несколько входных или выходных частот совпадают с частотами плазмонного резонанса. При этом, варьируя плотность легирующих зарядов в наноостровке с фиксированной геометрией, улучшенное смешение волн может быть реализовано в широком спектральном диапазоне в видимом и ближнем ИК-диапазонах [6].

В [7] для генерации волн среднего ИК-диапазона на разностной частоте с помощью процесса нелинейного смешения ИК-волн на нелинейной восприимчивости графена второго порядка предложена структура, которая содержит лист графена на подложке из металлической (золото) решетки. Для увеличения эффективности нелинейного преобразования частоты используется локализация поля при резонансе ППП как падающих волн накачки и сигнала в ближнем ИК-диапазоне, так и сгенерированной волны на комбинационной частоте в среднем ИК-диапазоне. При этом ППП на поверхности золота возбуждается основной модой решетки в ближнем ИК-диапазоне, а ППП на поверхности графена – модой высшего порядка решетки в среднем ИК-диапазоне [7].

Используя механизм увеличения нелинейной восприимчивости третьего порядка графеновых лент и сочетая эти свойства с условием фазового синхронизма в сверхтонком графене, в данной работе исследуется возможность и эффективность:

– генерации ТГц-волн при понижающем преобразовании частоты среднего ИК-диапазона,

– повышающего преобразования частоты из среднего ИК в ближний ИК-диапазон в графеновых метаповерхностях в условиях многомодового резонанса ППП. При этом одна или несколько входных (падающих волн накачки и сигнала) или выходных (генерируемых волн) частот выбираются равными резонансным частотам мод ППП основного и высшего порядков в графеновых лентах.

Цель данной работы – построение математической модели эффекта нелинейного смешения волн при дифракции на решетке из графеновых лент; генерация волны ТГц-диапазона при нелинейной дифракции двух волн ИК-диапазона; генерация волны ИК-диапазона при нелинейной дифракции волн ИК- и ТГц-диапазона.

1. ОБЪЕКТ И МЕТОД ИССЛЕДОВАНИЙ

Бесконечные двумерно-периодические решетки состоят (рис. 1а) из прямоугольных графеновых лент с размерами A × B, нанесенных на двухслойную подложку. Периоды решетки dx, dy вдоль осей x, y соответственно. Для диэлектрических слоев выбраны широко применяемые в графеновой электронике материалы SiO2 (${{n}_{{{\text{SiO}}}}}_{{_{2}}}$ = 1.45) и Al2O3 (${{n}_{{{\text{A}}{{{\text{l}}}_{2}}{{{\text{O}}}_{3}}}}}$ = 1.77). Геометрические размеры элементарной ячейки представлены на рис. 1б.

Рис. 1.

Исследуемая решетка из графеновых лент (a) и геометрия элементарной ячейки (б).

Решение линейной задачи дифракции на решетках без графеновых слоев описано в работах [8] (решение объемных интегральных уравнений относительно напряженности поля в диэлектрических неоднородностях) и [9] (решение поверхностных интегральных уравнений относительно тока на импедансных лентах). В [10] решение поверхностных интегральных уравнений обобщено на структуры, содержащие графеновые ленты.

В данной работе рассматриваем нелинейную дифракцию двух плоских волн с частотами ω1, ω2:

(1)
$\vec {E}\left( {\vec {r},{{\omega }_{1}},{{\omega }_{2}}} \right) = {{\vec {E}}_{1}}\left( {\vec {r},{{\omega }_{1}}} \right) + {{\vec {E}}_{2}}\left( {\vec {r},{{\omega }_{2}}} \right),$

где

(2)
${{\vec {E}}_{1}} = {{\vec {E}}_{{1,0}}}\cos \left( {{{\omega }_{1}}t - {{{\vec {k}}}_{1}}\vec {r} + {{\varphi }_{1}}} \right)$

– волна накачки,

(3)
${{\vec {E}}_{2}} = {{\vec {E}}_{{2,0}}}\cos \left( {{{\omega }_{2}}t - {{{\vec {k}}}_{2}}\vec {r} + {{\varphi }_{2}}} \right)$

– волна сигнала,

${{\vec {k}}_{j}} = {{\vec {k}}_{{0j}}}\frac{{{{\omega }_{j}}}}{c},$

(${{\vec {k}}_{{0j}}}$ – орт направления волнового вектора, с – скорость света в вакууме), $\vec {E}$ – вектор напряженности электрического поля. Волновые векторы волн накачки ${{\vec {k}}_{1}}$ и сигнала ${{\vec {k}}_{2}}$ перпендикулярны поверхности графеновых лент; векторы напряженности электрического поля ${{\vec {E}}_{1}}$, ${{\vec {E}}_{2}}$ при s-поляризации ориентированы вдоль графеновых лент, при p-поляризации – поперек. Плотность поверхностного тока $\vec {j}$ на графеновых лентах определяется формулой

(4)
$\vec {j}\left( {{{\omega }_{1}},{{\omega }_{2}}} \right) = \left( {\sigma + {{\sigma }_{3}}{{{\left| {\vec {E}} \right|}}^{2}}} \right)\vec {E}\left( {{{\omega }_{1}},{{\omega }_{2}}} \right),$

где σ – линейная [11] и σ3 – нелинейная проводимость третьего порядка графена [12, 13].

Из нелинейных процессов – самовоздействия, кросс-модуляции, генерации третьей гармоники, вырожденного четырехволновое смешения с генерацией волн на комбинационных частотах ω3 = = 2ω1 – ω2 и ω3 = 2ω1 + ω2 – в данной работе рассмотрим последний.

Полагаем E1$ \gg $ E2. Тогда нелинейный ток определяем по формуле

(5)
$\begin{gathered} {{{\vec {j}}}_{n}}\left( {2{{\omega }_{1}} \pm {{\omega }_{2}}} \right) = \frac{1}{4}{{\sigma }_{3}}\left( {2{{\omega }_{1}} \pm {{\omega }_{2}}} \right){{\left| {{{{\vec {E}}}_{1}}\left( {{{\omega }_{1}}} \right)} \right|}^{2}} \times \\ \times \,\,{{{\vec {E}}}_{2}}\left( {{{\omega }_{2}}} \right)\cos \left[ {2\left( {{{\omega }_{1}}t + {{\varphi }_{1}}} \right) \pm \left( {{{\omega }_{2}}t + {{\varphi }_{2}}} \right)} \right]. \\ \end{gathered} $

Для частот от ТГц- до оптического диапазона нелинейная проводимость графена третьего порядка определяется формулой, основанной на квантовой теории [12, 13]: ${{\sigma }_{3}} = \sigma _{3}^{{{\text{внутрз}}}} + \sigma _{3}^{{{\text{межз}}}}$ ($\sigma _{3}^{{{\text{внутрз}}}},\sigma _{3}^{{{\text{межз}}}}$ – внутризонная и межзонная проводимости соответственно). Использование формулы целесообразно, если энергии фотонов $\hbar $ω1, $\hbar $ω2 порядка уровня Ферми EF (химического потенциала µ ) и более. На ТГц- и ИК-частотах при {$\hbar $ω1, $\hbar $ω2} < µ, T = 300 K справедливо соотношение $\sigma _{3}^{{{\text{внутрз}}}}$ $ \gg $ $\sigma _{3}^{{{\text{межз}}}}$ , тогда [13]

(6)
$\begin{gathered} {{\sigma }_{3}}\left( {{{\omega }_{1}},{{\omega }_{1}}, \pm {{\omega }_{2}}} \right) \approx \sigma _{3}^{{{\text{внутрз}}}}\left( {{{\omega }_{1}},{{\omega }_{1}}, \pm {{\omega }_{2}}} \right) = \\ = \frac{{{{e}^{4}}V_{{\text{F}}}^{2}}}{{8{{\pi }}\mu {{\hbar }^{2}}{{{({{\omega }_{1}} + i{{\tau }^{{ - 1}}})}}^{2}}( \pm {{\omega }_{2}} + i{{\tau }^{{ - 1}}})}}, \\ \end{gathered} $

где e – заряд электрона, VF = 106 м/с – скорость Ферми, µ – химический потенциал, $\hbar $ – приведенная постоянная Планка, τ – время релаксации. Знак “+” в (5), (6) перед ω2 соответствует расчетам поля на комбинационной частоте ω3 = = 2ω1 + ω2, знак “–” – на частоте ω3 = 2ω1 – ω2.

Нелинейная задача дифракции решается методом возмущений в два этапа. Сначала решаем линейную задачу дифракции с граничными условиями на графеновых лентах

$\vec {j}\left( \omega \right) = \sigma \vec {E}\left( \omega \right).$

Для этого задача сводится к решению парных сумматорных уравнений относительно плотности токов на графеновых лентах [10]. В результате получим матрицу рассеяния и распределение поверхностных токов на лентах при частоте накачки.

Затем по формуле (5) находим нелинейный ток, а потом и рассеянные поля на комбинационных частотах. Процедура нахождения полей при заданном распределении токов для многослойной многополосной решетки также описана в [10].

Из элементарного анализа (5) видно, что для эффективного возбуждения генерируемых волн на комбинационных частотах ω3 = 2ω1 ± ω желательно выполнение двух условий. Первое – большая амплитуда тока на частотах накачки ω1. Это достигается выбором параметров структуры такими, чтобы на этих частотах ω1 наблюдался плазмонный резонанс на графеновых лентах. Второе – при возможности выбрать параметры структуры так, чтобы максимум коэффициентов прохождения и отражения наблюдался и на комбинационных частотах ω3 = 2ω1 ± ω2. Желательно, чтобы на комбинационной частоте ω3 также наблюдался плазмонный резонанс. Этого легко добиться, если все три частоты – ω1, ω2, ω3 – близки. Однако в противном случае это не всегда удается получить, так как распределение токов на графеновых лентах генерируемой волны с частотой ω3 при плазмонном резонансе на этой частоте ω3 и распределение токов на лентах при дифракции волны накачки с частотой ω1 сильно различаются.

2. РЕЗУЛЬТАТЫ

2.1. Спектры поглощения

На рис. 2 приведены спектры поглощения падающих волн с s- и p-поляризацией решетками из прямоугольных графеновых лент для различных значений химического потенциала графена μ в ТГц- и среднем ИК-диапазонах частот. Плоскость падения волны y = 0 (векторы $\vec {E}$, $\vec {H}$ перпендикулярны к плоскости падения). Коэффициент поглощения рассчитывался по формуле P = 1 – R – T (R, T – коэффициенты отражения и прохождения (по мощности)). Параметры решеток:

Рис. 2.

Многомодовые линейные ТГц- и ИК-спектры поглощения P для s-поляризации (а, в) и p-поляризации (б, г) при μ = 0.25 (1), 0.5 (2), 1 эВ (3) решеток № 1 (a, б) и № 2 (в, г); значения на кривых – резонансная частота.

№ 1) A = 8 мкм, B = 2.5 мкм, dx = 10 мкм, dy = = 7 мкм, h = 2 мкм;

№ 2) A = 400 нм, B = 100 нм, dx = 500 нм, dy = = 300 нм, h = 300 нм.

Параметры графена: τ = 1 пс, T = 300 K.

Максимумы коэффициента поглощения P соответствуют резонансам, определяемым ППП-модами в графеновых лентах конечной длины, и поляризацией падающей волны. Первая резонансная частота определяется фундаментальной ППП-модой. Для s-поляризации это резонанс электрического тока вдоль широкой стороны A лент (рис. 2а, 2в), для p-поляризации – вдоль узкой стороны B лент (рис. 2б, 2г). Перестройка по частоте многомодовых резонансов ППП обеспечивается изменением химического потенциала и позволяет получать различные комбинации спектров поглощения для моделирования преобразователей частоты широкого круга применения.

Можно отметить, что при p-поляризации в спектрах наблюдается больше пиков поглощения (см. рис. 2б, 2г), что увеличивает число вариантов для преобразователей.

2.2. Нелинейные спектры

Используя полученные спектры поглощения (см. рис. 2), были рассчитаны нелинейные спектры в резонансных условиях для следующих процессов:

– генерация ТГц-волн при понижающем преобразовании частоты среднего ИК-диапазона;

– повышающее преобразование частоты из ТГц- в средний ИК-диапазона, а также из среднего ИК-диапазона в ближний;

– преобразование частоты в ТГц- и ИК-диапазонах (близкие частоты).

Для достижения максимальной эффективности преобразования частоты необходимо определить условия резонанса мод ППП на графеновых лентах в требуемом диапазоне частот. В ТГц-диапазоне резонансные размеры лент варьируются в пределах от нескольких единиц до десятков микрометров, в ИК-диапазоне – менее 1 мкм [10, 14]. При размерах лент порядка 10 нм могут возникать размерные квантовые эффекты [15], которые в рамках представленной математической модели не учитываются.

Генерация ТГц-волн на основе понижающего преобразования частоты ИК-диапазона. Для реализации поставленной задачи выбраны спектры поглощения, представленные на рис. 2в (μ = 1 эВ) и рис. 2г (μ = 0.5 эВ). Используя эти спектры было проведено моделирование процесса генерации ТГц-волн на основе понижающего преобразования частоты ИК-диапазона. На рис. 3 представлены результаты расчетов нелинейных спектров – частотные зависимости нормированной мощности генерируемой волны на комбинационной частоте f3 = 2f1 – f2, излучаемой в прямом T3 и обратном R3 направлениях; R3, T3 нормированы на плотность мощности волны накачки с частотой f1.

Рис. 3.

Эффективность генерации ТГц-волн на основе понижающего преобразования частоты из среднего ИК- в ТГц-диапазон: нормированная мощность ТГц-волны на комбинационной частоте f3 = 2f1 – f2, излучаемой в прямом T3 (кривая 1) и обратном направлении R3 (кривая 2): а) p-поляризация, f1 = 16.3 ТГц, f2 = 39.4…41 ТГц, μ = 1 эВ; б) s‑поляризация, f1 = 32.25 ТГц, f2 = 65.5…67 ТГц, μ = 0.5 эВ, решетка № 2, плотность мощности волны накачки P1 = 10–5 мВт/мм2.

Возрастанию эффективности преобразования частоты соответствует режим, когда частоты падающих волн f1, f2 близки к резонансным частотам основной и высших мод ППП (см. рис. 2в, 2г). На рис. 3а   f1 = 16.3 ТГц, частота сигнала f2 изменяется в пределах 39.4…41 ТГц. Как результат нелинейного преобразования частоты получена генерация в интервале ТГц-частот f3 = 6.8…8.4 ТГц с максимумом вблизи частоты 7.6 ТГц. Случаю на рис. 3б соответствует комбинация частот ИК-волн накачки и сигнала f1 = 32.25 ТГц, f2 = 65.5…67 ТГц с генерацией ТГц-волны на комбинационной частоте f3 = 2f1 – f2 в интервале частот f3 = 1…2.5 ТГц и максимумом вблизи частоты 1.6 ТГц.

Выбирая различные параметры решетки (размеры графеновых лент, периодичность) и графена (химический потенциал), можно получить нелинейные спектры, обеспечивающие перестраиваемую генерацию на комбинационной частоте во всем диапазоне ТГц-волн.

Повышающее преобразование частоты из ТГц в средний ИК-диапазон, из среднего ИК-диапазона в ближний. Для повышающего преобразования частоты из ТГц- в средний ИК-диапазон выбор спектров поглощения сделан из следующих соображений: спектры должны иметь резонансы основной моды ППП в ТГц-диапазоне, а высших мод ППП – в среднем ИК-диапазоне (см. рис. 2б, μ = 0.5, 1 эВ). Используя спектры поглощения (см. рис. 2б), рассчитаны нелинейные спектры R3, T3 на комбинационной частоте f3 = 2f1 + f2 (рис. 4). Частоты f1, f2 выбраны, как и при понижающем преобразовании частоты, вблизи резонансов мод ППП.

Рис. 4.

Эффективность повышающего преобразования частоты из ТГц-диапазона в средний ИК (a) и из среднего ИК-диапазона в ближний (б): нормированная мощность ИК-волны на комбинационной частоте f3 = 2f1 + f2, излучаемой в прямом T3 (кривая 1) и обратном направлении R3 (кривая 2) при p-поляризации: а) f1 = 19.35 ТГц, f2 = 7…12 ТГц, μ = = 1 эВ, решетка № 1, P1 = 0.1 мВт/мм2; б) f1 = 50.1 ТГц, f2 = 94.5…96.5 ТГц, μ = 1 эВ, решетка № 2, P1 = 10–5 мВт/мм2.

На рис. 4а представлены результаты моделирования преобразования частоты ТГц-сигнала f2 = = 7…12 ТГц вверх, в средний ИК-диапазон f3 = 45.7…50.65 ТГц, при этом частота сигнала f2 перестраивается в области резонанса основной моды ППП, частота накачки f1 = 19.35 ТГц выбирается равной резонансной частоте одной из высших мод ППП. На рис. 4б, 4в представлены результаты моделирования преобразования частоты f2 = = 94.5…96.5 ТГц среднего ИК-диапазона вверх в область частот ближнего ИК-диапазона: f3 = = 194.7…196.7 ТГц (f1 = 50.1 ТГц) при значении химического потенциала μ = 1 эВ.

В обоих случаях наблюдается повышение эффективности преобразования частоты, когда частоты накачки и сигнала f1, f2 приближаются к резонансным частотам основной и высших мод ППП соответственно.

Преобразование частоты в ТГц- и ИК-диапазонах. На рис. 5 представлены нелинейные спектры R3, T3 в ТГц- и ИК-диапазонах, рассчитанные на комбинационной частоте f3 = 2f1 – f2. В этом случае все три частоты f1, f2, f3 расположены вблизи резонанса основной моды ППП, чем и достигается максимальная эффективность генерации ТГц- и ИК-волн.

Рис. 5.

Эффективность преобразования частоты в ТГц- (а) и ИК-диапазоне (б): нормированная мощность генерируемой волны на комбинационной частоте f3 = 2f1 – f2, излучаемой в прямом T3 (кривая 1) и обратном направлении R3 (кривая 2): a) s-поляризация, f1 = 2.5 ТГц, f2 = 1.5…3.6 ТГц, μ = 0.5 эВ, решетка № 1, P1 = 0.1 мВт/мм2; б) р-поляризация, f1 = 50 ТГц, f2 = 49…51 ТГц (f3 = 51…49 ТГц), μ = 1 эВ, решетка № 2, P1 = 10–6 мВт/мм2.

Эффективность рассмотренных преобразователей ТГц- и ИК-диапазонов может быть дополнительно повышена за счет эффекта стоячих волн в разделительных диэлектриках (выбор толщины h = λрез/4 + mλрез/2; m = 0,1, …); увеличения количества слоев графен-диэлектрик, а также использования многослойных диэлектрических зеркал (подробнее см. в [16]).

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

На основе численно-аналитического метода решения задачи нелинейной дифракции на двумерно-периодических решетках из графеновых лент разработана математическая модель для исследования процессов нелинейного смешения волн ТГц- и ИК-диапазонов. Рассчитаны спектры поглощения, с помощью которых проведено моделирование повышающего и понижающего преобразования частоты в ТГц- и ИК-диапазонах. Показано значительное повышение уровня генерируемых ТГц-, ИК-волн на комбинационных частотах f3 = = 2f1 ± f2, когда частоты волн сигнала и накачки выбираются вблизи резонансных частот мод ППП основного и высшего порядков в графеновых лентах. Представленные результаты могут быть использованы при проектировании ТГц-генераторов и систем визуализации ТГц-излучения, а также для разработки маршрутизации каналов в беспроводных ТГц-системах связи, когда требуется получить плотную частотную сетку.

Авторы заявляют об отсутствии конфликта интересов.

Список литературы

  1. Nagatsuma T., Horiguchi Sh., Minamikata Y. et al. // Opt. Express. 2013. V. 21. № 20. P. 23736.

  2. HouY., Jiang C. // Current Chinese Physics. 2021. V. 1. № 3. P. 299. https://doi.org/10.2174/221029810166621020416263

  3. Hu X., Zeng M., Wang A., Zhu L. et al. // Opt. Express. 2015 V. 23. № 20. P. 26158.

  4. Deng H., Huang., He Y., Ye F. // Chinese Physics. B. 2021. V. 30. № 4. P. 044213.

  5. Ooi K. J.A., Cheng J.L., Sipe J.E. et al. // APL Photonics. 2016. V. 1. № 4. P. 046101. https://doi.org/10.1063/1.4948417

  6. Cox J.D., Garcia de Abajo F.J. // ACS Photonics. 2015. V. 2. № 3. P. 306.

  7. Cao J., Kong Y., Gao S., Liu C. // Optics Commun. 2018. V. 406. P. 183.

  8. Лepep A.M. // PЭ. 2012. T. 57. № 11. C. 1160. https://doi.org/10.1134/S106422691210004X

  9. Лерер А.М., Иванова И.Н. // РЭ. 2016. Т. 61. № 5. С. 435. https://doi.org/10.1134/S1064226916050089

  10. Лерер А.М., Макеева Г.С., Черепанов В.В. // РЭ. 2021. Т. 66. № 6. С. 543. https://doi.org/10.31857/S0033849421060188

  11. Hanson G.W. // J. Appl. Phys. 2008. V. 103. № 6. P. 064302.

  12. Cheng J.L., Vermeulen N., Sipe J. // Phys. Rev. B. 2015. V. 91. № 23. P. 235320.

  13. Mikhailov S.A. // Phys. Rev. B. 2016. V. 93. № 8. P. 085403.

  14. Лерер А.М., Иванова И.Н., Макеева Г.С., Черепанов В.В. // Оптика и спектроскопия. 2021. Т. 129. № 3. С. 342.

  15. Cox J.D., Garcia de Abajo F.J. // Accounts Chemical Research. 2019. V. 52. № 9. P. 2536.

  16. Lerer A.M., Makeeva G.S., Cherepanov V.V. // Mater. 2020 Int. Conf. Actual Problems of Electron Devices Engineering (APEDE). Saratov. 24–25 Sept. N.Y.: IEEE, 2020. P. 269. https://doi.org/10.1109/APEDE48864.2020.9255492

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Радиотехника и электроника

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал