Добавил:

ivanov666 Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.

Вуз:

Башкирский Государственный Аграрный Университет

Предмет:

[НЕСОРТИРОВАННОЕ]

Файл:

книги из ГПНТБ / Вайнштейн Л.А. Лекции по сверхвысокочастотной электронике

.pdf

Скачиваний:

Добавлен:

25.10.2023

Размер:

17.18 Mб

Скачать

☆

<<< < Предыдущая 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 1415 / 4115 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 > Следующая >>>

странственного заряда существенно различаются между собой, поэтому синхро низироваться с волной в волноводе может только одна волна. Условие | г о означает, что медленная волна пространственного заряда имеет приблизительно ту же фазовую скорость, что и волноводная волна; при этом, как мы видели, воз

можно усиление. Соотношение а 2	=	\| 2 — 1/2£ при £ > 1 дает		0	ж £, поэтому
полученное выражение для % 2	согласуется с		выражением,	найденным		при
а > 1.
При конечных о* (скажем, что		при О < 0 <	1) с волноводной		волной	син

хронизируются обе волны пространственного заряда и кубическое уравнение нельзя свести к квадратному.

Учитывая слагаемое єАт|, вместо формулы (а) получаем формулу

2 =		Е - с т
2 =
где
о = 0	+ єЛо ж о +	єЛо2 .

Таким образом, учет члена порядка є в характеристическом уравнении приводит при 0 > 1 к замене 0 на а, т. е. как бы к увеличению параметра про странственного заряда; отсюда и следуют выводы, сделанные в тексте.

11. Если комплексный параметр £ изменится на малую величину 6£, то корень уравнения (6.75) изменится на

8ri — —— б£.

1 d | 6

Полагая 6 | = т. е. рассматривая затухание синхронной волны как малое возмущение, учесть влияние затухания на корни характеристического уравне ния во всех случаях, исследованных в предыдущей задаче.

Р е ш е н и е . Из уравнения (6.75) получаем

dr\			i f — о 2 ( 1 + є Л г ) )						1
dl		ті2 —о2 (1-\|-єЛї)) +			(г1 — І)(2г\| — еЛа2 )				1 — (т) — g)2	(2г) — єЛо2 )
откуда	вытекают		следующие		результаты:
1) дополнительное				затухание		поровну распределяется между тремя элект
ронными		волнами:
					о%, 2 , з =		«Е73;
2) при больших \| = \| '					дополнительное затухание поровну распределяется
между	нарастающей и затухающей волнами							( 6 г [ 1 2 = -g-		так как
			б т 1з = Г Т ^ Т • б т 1 і , 2 =						Г
							2 ±	у 2 6	3 / 2
3)	при 0 >		1 имеем
при д =		0 и	£' = о,	т.	е. в	центре	области		усиления	8гц,2 = ~?г~£" ,

дополнительное затухание распределяется так же, как в предыдущем случае;

140

4) при Л Ф 0		имеем
				I'—	о— — єЛа2
6 і 1 ь 2 =			11	, # =	?	/ 2 а
	2(1	— # 2	± і # \| / Т ^ Р )		2
— вывод	тот же,	что в	предыдущем	случае.
12.	Написать	и исследовать функцию г\|>(г) для симметричных				электронных

волн пространственного заряда в пучке кругового сечения при слабом прост ранственном заряде, когда g = iq и q вещественно, и при сильном пространст венном заряде, когда g вещественно.

Р е ш е н и е . Для симметричных по азимуту ф электронных волн урав нение (6.20) принимает вид

Оно имеет решение

q(r) = DJ0(gr),

где постоянная D определяется условием нормировки (6.03), в данном случае принимающем вид

2п j ф (г) гАг = 2nD j J0 (gr) rdr = 2nD — J1 (gb) = 1.

о	о
откуда	ib П =	g J ° ( g r )
	4 4 0	2nbJ1(gb) '

При вещественном g, т. е. при сильном пространственном заряде, функция

(г) максимальна при г = 0 и медленно убывает, осциллируя, при увеличении г; такое поведение Цэ (г) характерно для волн пространственного заряда. При мни мом g (g = iq, q > 0), т. е. при слабом пространственном заряде, мы имеем

				•	( г ) -		Я 1 Л Ц Г )				(а)
				т	1		2Шг (qb)				к
и поведение функции			ф (г)	иное: она минимальна					при г — 0 и монотонно возра
стает при увеличении г, подобно составляющей Ez									медленной симметричной вол
ны в волноводе.
13. Используя выражение для функции								Грина G в круглом волноводе ра
диуса а
fi = T	S	2	B m „ e ~ V m ? l			а	J m ( v m n — U m ( v m n - M c o s m f a _ ? ) ,
	в n = i	m=0					v	a	j	\	a ,
							v
где v m n	— положительные			корни		уравнения		/ m ( v ) =		0, a
							2 ( 2 - 6 m e )
				>mn			Vmn Jm+	1 (Vmn)
							Vmn Jm+	1 (Vmn)

и_применяя формулу (а), полученную в предыдущей задаче, вычислить функции G(z), G(z) и Г(Л). Показать, что коэффициенты ряда для G(z) при п ->- <х> ведут себя^так же, как коэффициенты ряда для потенциальной энергии взаимодей ствия двух равномерно заряженных окружностей радиуса Ь, находящихся на расстоянии |z|, и вывести отсюда, а также непосредственной оценкой ряда, закон изменения G(z) при \г \ 0. Показать, что G(z) — положительная убывающая функция |z, | если функция г|; (г) вещественна.

Р е ш е н и е . Согласно формуле (6.56) получаем выражение

			_		1	0 0
			0 ( г ) = —			2	В0пС%е-п\\,
					а
где						gn = Von
						gn = Von
							а
и
			Я	qh	(gn Ь) /х (<?&) ^ g n			Ух (g n		/3) / 0 (qf>) _
	C n = / i ( < ? 6 )						<?a + g„
из уравнения	(6.61)—выражение
	rs		S		°°	glBontie-Sn*			(z
	G ( z ) = —				2	glBontie-Sn*			(z	>	0),
			4 j	t a n = l
согласно которому		G(z)	есть действительно				положительная убывающая функция
\г\, по крайней мере при вещественных q							или вещественных g, т. е. при вещест
венной функции Ч>			величина
S	=	l£L		/ і	(gft)	=	4я_		У?		(gb)
		q*	II	(qb)	- l \	(qb)	g*	j	\ (gb)		+ jf (gb) "
Согласно формуле		(6.64)
					Ала £ x		h2 + g	n
							2
Если в исходном			ряде для G мы ограничимся						членами, у которых т — 0,
и положим г — г =		Ь, то полученный ряд
		Go ( г ) = 4 ~			S	. *oWo(gnft)		e - « n Iz I
					л = 1

сходится так же, как ряд для G(z): при п ->• оо отношение неосциллирующих ча

стей коэффициентов обоих рядов стремится к положительной константе. Поэтому при \г | -* оо обе функции имеют одинаковую особенность, и так как у G„(z) осо бенность логарифмическая (она пропорциональна \nbl\z\, как при взаимодейст вии двух окружностей или двух параллельных прямых в свободном простран стве), то и у G(z) — такая же особенность.

Непосредственно это можно показать так: при п -* оо мы имеем

и,	заменяя функции			Бесселя Jo(gnb) и Ji(gnb)		их асимптотическими выражения
ми,	приходим к ряду
	° °		— Л Я - І - І І	,	\| 2 \|
	2	е	а	^	— я — \	г а	п р и л і г і ^ а
	2		;	= — 1 п \ 1 — е	а / « I n — • — —		п р и л і г і ^ а
	„ = i		L"			L n \ z - \

и к другим рядам, которые при z = 0 сходятся и дают (вместе с начальными чле» нами ряда, которые нельзя заменить асимптотическими выражениями) некоторые конечные слагаемые, которые влияют на постоянные множители, стоящие под знаком логарифма.

142

14. В предыдущей задаче показано, что функция G(z) имеет при z -* О ло гарифмическую особенность. Исследовать этот вопрос для плоскопараллельного пучка в свободном пространстве, имеющего толщину 26 и бесконечную ширину. Воспользоваться тем, что потенциальная энергия двух заряженных нитей (с еди ничным зарядом на единицу длины каждой) равна — 21пг, где г — расстояние между нитями. Рассматривая пучок бесконечной ширины как предельный случай пучка конечной ширины 2а, при переходе к пределу а ->• оо изучить свойства

функции

G (z)= Um -— G(z) = lim		— - G ( z «
a-*oo о	a->oo	do

Показать, что она имеет логарифмическую особенность при z ->• 0 и, монотонно

убывая

с ростом | z |, стремится к нулю при | z | ->•

оо.

Р е ш е н и е .

Функция G(z)

определяется

формулой

(6.62), в которой Se

возьмем в виде прямоугольника (— а <

х < а,

— 6 <

< 6), положим S =•

4 ab

и затем перейдем к пределу а -»• оо ; тогда получим функцию

пл

— й

А Ь

-ь

- ь д

b -ь

G/-f-&)2 -fz2

окончательно

Т / 4 6 2 + г 2

1 ,

0 (

г )

= ^ 1 П

^ Г " Ж

^ 1 П 7 ^

п Р " | г | « 2 6 .

С увеличением

| z | функция G монотонно убывает, стремясь при | z | ->- оо к нулю.

15.

В задаче 5 было введено полное сопротивление связи пучка с синхрон

ной волной. Эту величину можно представить в виде

к*=к1в,

где Kg — сопротивление нитевидного пучка, на который

действует синхронная

волна с напряженностью £ ° z

[см. формулу (6.05)], а в — поправка на конечное

сечение пучка. Считая, что цилиндрический пучок имеет радиус b и что электрон ная волна симметрична, вычислить величину в при слабом и сильном простран ственных зарядах, а также при равномерном распределении тока по сечению пучка.

Р е ш е н и е . Согласно формуле (6.53) и определению Ks в задаче 5

имеем

Располагая нитевидный пучок при г = 0 и учитывая, что (см. задачу 12)

из формул (6.06) и (6.55) получаем

-	q	hs 10 (gb) Л (hs	b)-qh{qb)	/0 (hsb)
	hl-q*		I l { q b )
	S	4	l\(gb)

q*b* r0{qb)-l{{qb)

При слабом		пространственном				заряде		можно положить q ~ he		^hs,
и мы имеем
			Є =	/ 2 ( й е			b)~l\(heb),
а при сильном	пространственном				заряде
		4	[hs	J0	(gb) Ix		(ft. b) +		gJx (gb) I„ (hs b)}*
	(hUg2)2b2					Jl(gb)		+	J\(gb)
При равномерном		распределении		тока,		когда		q =	0,
					I	hsb		J *
В первом	и последнем		случаях			в	можно		вычислять непосредственно	по

полученным формулам, а при сильном пространственном заряде надо еще знать зависимость g = g(h) или Г = T(h). Эта зависимость для волн пространственного заряда дана в приложении V; там же приведены численные значения в .

16. Написать соотношения, позволяющие дать полный «внутренний» рас чет лампы с бегущей волной, т. е. рассчитать поле <£(z) в конечном сечении лампы


по полю $(0)		в начальном сечении (через c£(z) обозначена резонансная							часть
усредненного		поля	Ег,	т. е. без		поля пространственного заряда). Учесть в по
глощающей	секции		zx	< z <	z2	две волны пространственного		заряда,	а при
0 < Z < 2 1	И Z > Z2		— три ЭЛеКТрОННЫе ВОЛНЫ. ПреДПОЛОЖИТЬ, ЧТО При Z = Zj
и z = z2 преобразование электронных волн в волны							пространственного		заряда
характеризуется комплексными					коэффициентами Эх и		82 (\|6i \| <	1, 16а \| < 1).

Написать условие, при котором модуляцию пучка в поглощающей секции можно рассматривать без учета пространственного заряда.

Р е ш е н и е .

На отрезке 0 < z

< zx

согласно формуле

(6.52)

можно на

писать

g ( z ) = g ( 0 ) M i e' A » z - f Л 2 е ' ' А « 2 - М 3 е ' А з г ] ,

J(z)

[ ( A x _ A e ) A 1 ^ ' +

(ht-ht)Aie:lh»'4-(hs-he)Aaelh'zl,

где hy, h2, h3

— корни

характеристического

уравнения (6.58)

a Alt

A2,

A3 —

постоянные,

которые определяются из начальных условий

Л і ф Л 2 + Л 3 = 1 , У ( 0 ) = 0 , 4 ^ ( 0 ) = 0,

причем два последних условия выражают тот факт, что в лампу поступает

немо-

дулированный пучок.

На отрезке zx

z2 имеем

/ ( z ) = S(0)

[А+^+'+А-е"1-*],

—

*Ж (0) [h+ А+ е'Л +

ft_

Л_ е *~2 ] ,

где Л+

и /г_ определяются

формулами

(6.70), а постоянные Л +

и А_

находятся

из двух

условий

У(г1 +

0) =

9 1

У ( г 1 - 0 ) , ~

( г і +

° ) = е

Ч~ ( z i - 0 ) .

причем полагать 6Х =

1 можно лишь тогда, когда

распределение переменного

тока по сечению при z

< Z j и z > zx

одинаково; так будет в обоих

предельных

случаях

— при слабом

и при сильном пространственном заряде. Обычно

перед

144

поглощающей	секцией		имеет значение			только нарастающая электронная				волна
с волновым числом hx			и можно	положить
	Rs					dz	Rs
При слабом пространственном заряде А+							и h_ близки к 1ге, и если выполняет
ся условие
			( А + - А _ ) ( г 2 - г і ) « 1,
то при zx < z	< z 2 можно пользоваться более простыми							выражениями
		J(z)=cS(0)		(A + Bz)eifle			г ,
		dJ
		— = % (0) [ihe			А + В (1 -t ihe z)] elHe z			,
		dz
соответствующими		перемещению модуляции					со скоростью	ve;	А и В — новые
постоянные, определяемые из тех же условий.										г <zly
На отрезке z		> г 2 надо брать те же формулы, что и							на отрезке	г <zly
но надо взять новые постоянные Ах,					А2, А3;		они определятся		из условий
		$ ( г 2 + 0) = 0,			/ ( г 2 + О ) = 0 г . / ( г а — 0 ) ,
			dJ		п	dJ
			— (г2	+ 0) = 9		2 — ( z 2 - 0 ) .
			dz			dz

В конечном сечении лампы обычно можно положить

Ч (г) = % (0) Ах e/ f t l Z .

17. Исследовать побочный механизм усиления в коротких лампах с бегу щей волной, применяя метод последовательных приближений. Для этого выве сти уравнения

		d% J		dJ		, 2	ico о
				d'S	', r„		Rs
				— —ihs'S=—£j,					(6)
связывающие переменный				ток J{z) в пучке с усредненным резонансным полем
<£(z), введенным в задаче 16. В уравнение (а) входит величина
				А , = ^ =			yrhp.
						ve
причем зависимостью Г от Л мы пренебрегаем и под Г понимаем								T(he).
	Найти первое		приближение,			беря	в качестве нулевого	приближения
				« ( г ) = » ( 0 ) е * * а					(с)
и немодулированный пучок, и проанализировать его. Воспользоваться									решения
ми	задач	1 и 16; считать, что поле				действует на пучок при z > 0.
	Р е ш е н и е .		Умножая уравнение				(Ь) задачи 1 для временной		зависимо
сти	e~'0}t	на і\|з (х, (/), интегрируя и пользуясь формулой (6.52), получаем уравне
ние	(а); уравнение		(b) непосредственно следует из той же формулы (6.52).
	Уравнение (6) имеет решение
		8(2) =		» < о ) —			e''A sг ,		ф')

а уравнение (а) также решается, если известна правая часть; поскольку соответ ствующее однородное уравнение имеет общее решение

J	(z) = A + e h + z - ^	Л _ e h - Z,	h± =	he±hq,\
неоднородное уравнение при подстановке (с) решается в виде
ш	ift.	2		/А
J(z)= — hp	(0)		2hq(hs—h+)	2hq{hs— hj) _
4л	( А , — А + ) ( А , — А _ )		2hq(hs—h+)	2hq{hs— hj) _

где первое слагаемое в квадратной скобке есть частное решение неоднородного уравнения (а), а два других слагаемых—решения однородного уравнения, в которых А+ и Л_ подобраны из условий

У ( 0 ) = 0 .

(0) = 0.

—

Подставляя полученный ток в формулу (6'), получаем

# ( z ) = # ( 0 ) F ( z ) e

/А. z

где

ih\

( A S - A + ) ( A S — А _ )

2А4

( А . - А + ) 2

( А , - А _ ) 2

Поскольку согласно формулам

(6.73)—(6.75)

ft+ = A e ( l + e a ) .

A_ =

A e ( l — e i ) ,

= Ae

(1 -4>е|),

А, = he

го.

то, вводя обозначение (см. 7-ю лекцию)

будем иметь

£ = eA e z,

l _ e - ' № - f f >

l _

- '<Б + а> E

F ( Z ) = 1

g ° - a 2

2ст

( І - о ) а

(g Ф-ст)2

при вещественных

1-cos

( g - a ) g

1 - cos

(g-f-cQg

R e F ( z ) = l +

sin (g— a)g

sin(g-fo-)

I m F ( z ) = - ;

'—a2

2cr

(g +

o)2

Абсолютная величина f(z) может быть как больше единицы,

так

меньше.

Вводя энергию при z = 0 и извлекая

ее при данном г,

в первом случае

находим

усиление, во втором — ослабление.

Подставляя полученное выражение для <£(z) в уравнение (а) и решая его, получаем второе приближение для J(z), которое с помощью формулы (А') позво


ляет найти Щг) во втором приближении, и т.д. Как известно, построение											после
довательных		приближений		по этому		методу	(метод Пикара) в пределе				всегда
приводит	к точному		решению, однако применимость первого или второго при
ближения	ограничена небольшими значениями £, т. е. они позволяют рассчиты
вать сравнительно короткие				лампы,	в которых небольшое усиление может и не
быть связано с условием (6.78), а имеет по существу интерференционный											харак
тер. Неприменимость			первого приближения при больших					£ очевидна,		если рас
смотреть случай, когда выполняется					условие (6.78) и 4§{z)			возрастает		экспонен
циально: ни		первое,	ни второе приближения				этого возрастания		не передают.
18. Обобщить уравнение (а) и						все результаты, полученные			в	предыду
щей задаче,		учитывая зависимость			Г(А) согласно формуле (6.68), которую						удоб
нее переписать в виде					/	A— he
			Г(А) = Г(Ав )
						1-f А — — ~

Преобразовать уравнения (а) и (Ь) предыдущей задачи к безразмерным величи нам £, а, £ и т. д . , введенным при анализе ее решения, для чего перейти к медлен

но меняющимся функциям		и <£°(£)	по формулам
	J(z)=	J°£)eiheZ,	» ( * ) = » • (С) e'e .
Р е ш е н и е .	Вместо уравнения (а) задачи				17 получается уравнение
d		ІА і	d — ihe		\	J
		—	-	6	I	4 я
		he Л	-		I	4 я
		гЛ	dJ<>
		he	dz j		4 я
а вместо уравнения	(6)

	d%<>-i(he-hs)c£°
	dz
Если перейти к переменной £ и ввести для сокращения письма обозначение
		2&he	- ^° (С).
	F° (С) = - т г 2		- ^° (С).
то мы получим систему	уравнении
d2	/о	— (єЛ	<£/<>	= — i f ,	(a)
d£	2 ^	— (єЛ		= — i f ,	(a)
d£	2 ^
		-ilF°=—J°,			(6)
приводящую (если искать ее решения, пропорциональные					е( Г \| ^) к характеристи

ческому уравнению (6.75). Если же решать ее методом последовательных прибли

жений, то нужно	прежде	всего учесть, что однородное		уравнение (а) имеет об
щее решение
			."1.
где
Т] , = ± о				еЛа 2
Т] , = ± о		1 +		±ст + -
а если в правую часть (а) подставить нулевое приближение
		f 0 (С) = F 0 (0) е*«,
то в первом приближении
			'1-і
J°(Q = iF° (0)	(Є—ч+) (Е—ч_)		[ ( т ] + - т ] - ) ( 1 - т н )	( t i + - T i - ) ( E - T i - ) J
	(Є—ч+) (Е—ч_)		[ ( т ] + - т ] - ) ( 1 - т н )	( t i + - T i - ) ( E - T i - ) J
		fo (о) _	J /o(g ) e - ' i f d ?
=	F°(0) {1		1
=	F°(0) {1			X
	1 _ е - ' ( 6 - ч + ) С		1 - е - 1 * - " - "	ill
				ill

(l-ц-)2

19. Предположим, что ток пучка увеличивается при постоянстве формы пучка, частоты, коэффициента депрессии Г, коэффициента связи К (см. задачу 8), причем скорость ve при данном токе слегка изменяется так, чтобы нарастающая электронная волна давала максимальное усиление. Как это усиление зависит от тока при слабом и сильном пространственном заряде? Учесть, что плотность тока входит лишь в безразмерный параметр

2	, 2
сор	пр
и воспользоваться решением задачи 10.


Р е ш е н и е .		Параметр % пропорционален постоянной плотности заряда
и, следовательно, току пучка; параметр усиления пропорционален X1/3;								параметр
пространственного		заряда		о пропорционален			%V6 - Амплитуда нарастающей
электронной волны зависит от z по закону е							e Z , где he практически постоян
но. При сг <	1 величина		— і]" практически			не зависит от х, поэтому		произведе
ние —г)"є пропорционально					X 1 / 8 - При а >	1	величина —т)" обратно пропор
циональна	У а,	т. е. X 1 / 1 2 ,			поэтому произведение —T\|"s пропорционально х 1 / 4 ,
т. е. с увеличением тока возрастает более медленно.
20. Обобщить интегральное уравнение (6.18) и характеристическое урав
нение (6.23)	на случай,		когда
		ре	=	ре(х, у) и ve =		ve (х, у) > 0.
Показать, что при ve — const и переменной						плотности ре получается		уравнение

того же типа, что и уравнения (6.58) и (6.75). Воспользоваться решением задачи 1.

	Р е ш е н и е .	Из вывода уравнения (6) в задаче 1 видно, что оно, равно
как	и вытекающее	из него соотношение (6.13), справедливо и в случае, когда ре
и ve,	а следовательно hp и he, зависят от х и у. Электродинамические соотношения

не зависят от предположений относительно р е и ve,		поэтому интегральное урав
нение (6.18) справедливо с тем же ядром (6.19), в котором
hP = hp(x,y)	и Ле = Л е (х,	у);

ядро уж е не симметрично. Для того, чтобы сделать его симметричным, положим

-h — he(x,y) hp(x, у)

~	L\	h — he(x,	у)
К (х, у;	х, у; h) =	v	у)
		hp (х,	у)

hp {х,		у)	.	s
—	,		, К {х, у; х, у;	h),
h—he	{х,		у)

тогда функция г|> будет удовлетворять интегральному уравнению

$ (х, у) + ^ К {х, у; х, 7; А) ^ (х, у) dS= 0

с симметричным ядром К- Стационарное			характеристическое уравнение имеет
вид £(А, -ф] = 0, где
Е (Л, Щ =	^ гр (х, У) dS+§K	(х,	у; х, ~у\h) Ц (х, у) $ (х, у)	dS dS.
Если ve =	const, то he = const	и	знаменатели резонансных	слагаемых

(h — he)z и h — hs будут такие же, как и раньше. Поэтому получится аналогич ное характеристическое уравнение.

		СП ИС ОК ЛИТЕРАТУРЫ К 6-й ЛЕКЦИИ
1.	A. N o r d s i e c k .		Proc. I R E , 1953, v. 41, №			5,	p. 630—637.
2.	Л. А.	В а й H ш T e й H.		Электронные	волны	в	замедляющих	системах.
	Ч. I. Общая теория.		Ч. I I . Конкретные		задачи.		ЖТФ, 1956,	т. 26,	№ 1,
	стр. 126—140, 141 — 148.
3.	В. А. С о л н ц е в .		О силах, действующих на электронный пучок в						лампе
	с бегущей волной. ЖТФ, 1968, т. 38, № 1, стр. 109—117.
4.	В. Н.	Ш е в ч и к ,	Д .	И. Т р у б е ц к о в .			Аналитические методы
	расчета в электронике СВЧ. Изд-во «Советское радио», 1970 (гл. I I I ) .

5.В. А. С о л н ц е в. О решении характеристического уравнения ЛБ В при большом параметре пространственного заряда. «Радиотехника и электро ника», 1966, т. 11, № 1, стр. 68—74.

<<< < Предыдущая 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 1415 / 4115 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 > Следующая >>>

Соседние файлы в папке книги из ГПНТБ