Добавил:

Upload Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.

Вуз:

Киевский национальный университет им. Т. Шевченко

Предмет:

[НЕСОРТИРОВАННОЕ]

Файл:

OFP-Tretyak-Lozovski

.pdf

Скачиваний:

Добавлен:

19.03.2015

Размер:

13.24 Mб

Скачать

☆

<<< < Предыдущая 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 4647 / 7247 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 > Следующая >>>

149	Розділ 15. ОПТИКА НАПІВПРОВІДНИКІВ

ES = ES′ = ES′′,	(15.171)
EP cosϕ + EP′ cosϕ′ = EP′′ cosϕ′′ = (EP − EP′	)cosϕ.(15.172)

Із умови неперервності магнітного поля при переході через межу розподілу аналогічно маємо

(ES − ES′ )N cosϕ = ES′′NS cosϕ′′ ,	(15.173)
(EP + EP′ )N = EP′′NS .	(15.174)

Розв'язок рівнянь (15.171-15.174) дає зв'язок між амплітудами падаючого та відбитого й заломленого полів

		′′
ES′	=	N cosϕ − NS cosϕ	ES ,	(15.175)
		′′
		N cosϕ + NS cosϕ
		′′
EP′	=	NS cosϕ − N cosϕ′′	EP ,	(15.176)
		NS cosϕ + N cosϕ
ES′′ =		2N cosϕ	ES ,	(15.177)
		′′
		N cosϕ + NS cosϕ
EP′′ =		2N cosϕ	EP .	(15.178)
		′′
		NS cosϕ + N cosϕ

Співвідношення (15.175–15.178) називаються формулами Френеля та відіграють значну роль у дослідження оптики напівпровідників.

Коефіцієнтом відбиття R називається відношення середнього за часом відбитого від поверхні потоку енергії електромагнітного поля до падаючого потоку. Потік енергії електромагнітної хвилі визначається вектором Пойтинга, що усереднюється за періодом

I =	1 Re(E H* ) ,	(15.179)
	2

або, використовуючи рівняння Максвела,

I =	с		E	2 .
		ε			(15.180)

	8π

Тоді для коефіцієнту відбиття отримаємо

R =	E′		2	.	(15.181)
			2


		E	2
			2

Використовуючи (15.175–15.176), отримаємо коефіцієнт відбиття s- та p-поляризованої хвилі, відповідно

ОСНОВИ ФІЗИКИ НАПІВПРОВІДНИКІВ

	′′	2
	′′	2
RS =	N cosϕ − NS cosϕ					,
	′′		2
	′′		2
	N cosϕ + NS cosϕ
	′′			2
	′′			2
RP =	NS cosϕ − N cosϕ						.

	′′				2
	′′				2
	NS cosϕ + N cosϕ

У простому випадку нормального падіння маємо

RS = RP =	N − NS	2		.
	N − NS	2

	N + NS		2
			2

150

(15.182)

(15.183)

(15.184)

Якщо частота світла знаходиться в області, де напівпровідник не поглинає, то коефіцієнт відбиття, як випливає із (15.184), визначається

через показники заломлення напівпровідника n2 довища n1

RS = RP = (n2 − n1)2 .

(n2 + n1)2

і зовнішнього сере-

(15.185)

Інший спеціальний випадок відповідає таким кутам падіння та заломлення, коли ϕ + ϕ′′ = π/2 , оскільки тоді RP = 0. При цьому tgϕ = NS /N .

У випадку непоглинаючого середовища кут φ дійсний і має спеціальну назву – кут Брюстера. Коли кут ϕ + ϕ′′ проходить через π/2 , фаза ві-

дбитої хвилі різко змінюється на протилежну, проходячи при цьому через нуль.

У важливому випадку відбиття світла межею розподілу між повітрям та провідним середовищем необхідно покласти N =1 і NS = n − ik

з n – коефіцієнтом заломлення та k – коефіцієнтом екстинції, що характеризує дисипативні процеси. Тоді, використовуючи змінні

		α2 − β2 = n2 − k2 − sin2 ϕ ,						(15.186)
		αβ = nk ,						(15.187)
у термінах яких					′′
					′′			(15.188)
		NS cosϕ = α − iβ,						(15.188)
для коефіцієнтів відбиття s- та p-поляризованих хвиль
RS	=	cosϕ − NS cosϕ′′	2	=	(α − cosϕ)2	+ β2		(15.189)
		cosϕ − NS cosϕ′′	2		(α − cosϕ)2	+ β2
		′′			2		2
		cosϕ + NS cosϕ			2	+ β	2
		cosϕ + NS cosϕ			(α + cosϕ)	+ β

та

151	Розділ 15. ОПТИКА НАПІВПРОВІДНИКІВ
RP =	(α − sinϕtgϕ)2	+ β2	RS .	(15.190)
	(α + sinϕtgϕ)2	+ β2

Загалом кажучи, плоскополяризована хвиля за відбиття поляризується еліптично. Для напівпровідників майже у всіх цікавих випадках величина n становить кілька одиниць, а k – дорівнює одиниці або є

меншою. Тому n2 >> k2 і n2 >> sin2 ϕ. Це означає, що майже завжди α ≈ n, β ≈ k. Таким чином, RS є функцією, що повільно змінюється за

зростання кута падіння φ. RS збільшується від типової для нормального падіння величини ~ 0,3 до 1 – за ковзного падіння. За нормального падіння коефіцієнт відбиття р-поляризованого світла має таке саме

значення, як і RS , але за збільшення кута падіння RP демонструє немонотонну поведінку, і при α = sinϕtgϕ проходить через мінімум, а за подальшого зростання кута φ швидко зростає та досягає одиниці за ковзного падіння ϕ = 90°. Для значень коефіцієнту заломлення в ін-

тервалі від 3 до 7кут мінімального відбиття лежить у межах від 71° до 85°. За фіксованого куту падіння, згідно із (15.189–15.190) залишаються

дві невідомі величини α та β. Виконуючи ще будь-які два вимірювання, можна визначити ці величини, що означає - коефіцієнти заломлення та екстинції. Хоча вираз (15.129) є простішим для аналізу, дуже повільна

зміна коефіцієнту RS не дозволяє отримувати достатньо точних результатів для n та k. З іншого боку, швидка зміна коефіцієнту RP в області кутів ϕ = arctgn дозволяє вимірювати n та k досить точно. Ще кращі результати можна отримати, вимірюючи відношення RP /RS .


	1.0				Дійсно,	вимірювання			цієї
	1.0				величини значно			спрощує
					величини значно			спрощує
відбиття	0.8		RS		обчислення, а точність під-
відбиття	0.6				чина сильніше залежить від
					вищується, оскільки вели-
Коефіцієнт					кута	падіння		(порівн.
Коефіцієнт	0.4		Rp		рис. 15.37 та 15.38). Крім того, у
	0.4				рис. 15.37 та 15.38). Крім того, у
					цьому випадку не має необ-
					цьому випадку не має необ-
	0.2				хідності	проведення			вимі-
					рювань абсолютних значень
	0.0	0.5	1.0	1.5	коефіцієнтів відбиття. Такий
			Кут падіння, рад.		метод	експериментального
			Кут падіння, рад.		визначення		коефіцієнтів
	Рис. 15.37. Залежність коефіцієнтів відбиття				визначення		коефіцієнтів
	Рис. 15.37. Залежність коефіцієнтів відбиття				заломлення та екстинції по-
		від кута падіння			заломлення та екстинції по-

від кута падіння

ОСНОВИ ФІЗИКИ НАПІВПРОВІДНИКІВ

152

плягає в аналізі сімейства кривих залежності RP /RS від n та k, що

побудовані для трьох або двох кутів падіння. Ці кути мають вибиратись так, щоб один із них був трохи меншим, а інший – трохи більшим за кут мінімального відбиття.

Третій кут вибирають так, щоб	1.0
він лежав між двома першими,		RP /RS
тобто він мав дуже близьке	0.8	RP /RS
тобто він мав дуже близьке	0.8
значення до кута мінімального
відбиття. Результати вимірю-	0.6
вань, виконані за двох значень	0.4
кута падіння, дозволяють ви-	0.4
значити тільки по одному зна-	0.2
ченню величин n та k . Якщо ж
вимірювання виконувались за	0.0	0.5	1.0	1.5
трьох кутів падіння, то можна	0.0	0.5	1.0	1.5
трьох кутів падіння, то можна			Кут падіння, рад.
усереднити отримані значення			Кут падіння, рад.
n та k і тим самим різко під-		Рис. 15.38. Залежність Rp /Rs

вищити точність.

15.9. Дисперсія діелектричної функції. Співвідношення Крамерса-Кроніга

При розгляді дисперсії зручно розглядати внески до діелектричної функції (проникності), обумовлені зв'язаними та вільними електронами окремо. Якщо в кристалі внесок дають лише стани зв'язаних електронів, то кристал являє собою непровідний діелектрик. У металі ж домінуючу роль відіграють вільні електрони. У напівпровіднику істотний внесок дають обидва види електронів: перші зумовлюють інтенсивне поглинання з боку коротких хвиль від краю фундаментального поглинання, а в довгохвильовій області стає суттєвим внесок до поглинання вільними носіями.

Прийнятне феноменологічне пояснення залежності оптичних констант діелектрика від довжини хвилі або частоти можна отримати, виходячи із простої класичної теорії Лоренца, де тверде тіло розглядається як сукупність осциляторів, що здійснюють вимушені коливання під дією випромінювання. Розглянемо поляризацію, що виникає завдяки зміщенню зв'язаних електронів з їх положення рівноваги під дією електричного поля падаючої електромагнітної хвилі. Вважатимемо, що повертаючасила пропорційна зміщенню x, а гальмівна сила –

153	Розділ 15. ОПТИКА НАПІВПРОВІДНИКІВ

пропорційна швидкості: повертаюча сила дорівнює mω20x, а гальмівна сила – mγ(dx /dt) . Тоді рівняння руху електрона можна записати у формі

m d2x	+ mγ dx	+ mω20x = −eExeiωt ,	(15.191)
dt2	dt

де Eeiωt – електрична компонента хвилі зовнішнього електромагніт-

ного поля, що розповсюджується із частотою ω. Розв'язок цього рівняння зручно знайти після проведення попереднього Фур'є- перетворення. Як результат отримуємо, що координата електрона x змінюється за синусоїдальним законом із частотою прикладеного поля, а його комплексна амплітуда задається виразом

x =	−eEx	m
			.	(15.192)
	−ω2 + ω2	+ iωγ	.	(15.192)
	0
Скористаємось рівнянням Максвела
	εE = E + 4πP .			(15.193)
Для одновимірної системи маємо
	ε =1 + 4πPx /Ex .			(15.194)

Оскільки поляризацію одиниці об'єму можна представити у вигляді (N

– концентрація електронів)

P = Ne < x > ,

(15.195)

то, вважаючи, що середні зміщення електронів зі стану рівноваги < x > в одновимірному випадку задаються (15.192), отримаємо

ε(ω) =1 +	4πNe2 m
			.	(15.196)
	−ω2 + ω2	+ iωγ	.	(15.196)
	0

Запишемо діелектричну функцію через коефіцієнти заломлення n та екстинції k

ε = (n − ik)2,

(15.197)

отримаємо

			4πNe		2		2			2
n2 − k2	−1	=	4πNe				ω0 − ω					,	(15.198)
n2 − k2	−1	=				2					2	,	(15.198)
				m		2	2 2			2	2
				m		(ω0	− ω	)		+ ω γ
	4πNe2					ωγ
2nk =										.			(15.199)
2nk =				2		2 2	2		2	.			(15.199)
	m			2		2 2	2		2
	m			(ω0	− ω )		+ ω γ

Аналогічні формули можна отримати й за послідовного розгляду кван- тово-механічної задачі про реакцію електронної підсистеми на дію зовнішнього електромагнітного поля. Таким чином, ці формули досить до-

ОСНОВИ ФІЗИКИ НАПІВПРОВІДНИКІВ

154

бре описують дисперсію оптичних параметрів напівпровідників поблизу резонансів. Наприклад, у сполук зі знач ною часткою іонного зв'язку завжди існують інтенсивні смуги поглинання у далекій інфрачервоній області. Значне поглинання викликає сильне відбиття, що часто досягає величини 0,9 у вузькому спектральному інтервалі (рис. 15.39), який часто

					називають	смугою залишко-
10		n			вих променів. Отримані фо-
		n			рмули показують, що в околі
8			R, ×0.1		рмули показують, що в околі
8			R, ×0.1		частоти	ω = ω0	спостеріга-
					частоти	ω = ω0	спостеріга-
6					ється максимум		поглинання.
4					У цій області частот n швидко
4					збільшується зі		зменшенням
					збільшується зі		зменшенням
2		k			частоти ω. За подальшого
0					зменшення частоти величина
0				1.2 ω/ω0	n проходить через максимум,
0.8	0.9	1.0	1.1		n проходить через максимум,
0.8	0.9	1.0	1.1		а далі асимптотично зменшу-
					а далі асимптотично зменшу-
Рис. 15.39. Коефіцієнти поглинання R,					ється за	мірою	віддалення
Рис. 15.39. Коефіцієнти поглинання R,					частоти від ω = ω0. При цьому
	заломлення n, та екстинції k				частоти від ω = ω0. При цьому
у смузі залишкових променів для InSb					резонансна частота ω0 за сут-

тністю являє собою ту частоту, за якої провідність 2nkω досягає ма-

ксимуму. Коефіцієнт затухання γ можна визначити з умови: коли провідність дорівнює половині своєї максимальної величини, зсув частоти від резонансу становить 1/2γ. Таким чином γ є шириною резонансної кривої на напіввисоті. При ω → 0 із (15.199) видно, що поглинання є малим. З іншого боку, із (15.198) видно, що показник заломлення прямує до сталої (довгохвильової) величини, яка задається формулою

n	2		4πNe2
n	0	=1+	2	.	.	(15.200)
	0		2		.	(15.200)
			mω0

Коли йдеться про показник заломлення матеріалу, найчастіше мають на увазі саме цю величину. Для довжин хвиль набагато більших, ніж ті, що відповідають смузі поглинання, величина k стає дуже малою порівняно з n. Це означає, що для показника заломлення можна записати

n2		4πNe	2		1
	−1=						.	(15.201)
				2	2
		m
				(ω0	− ω	)

Криві дисперсії більшості матеріалів дуже добре слідують цьому закону, тому кращий метод визначення показника заломлення n0 полягає в

екстраполяції залежності (n2 −1)−1 від λ−2.

−ω′′τ

155	Розділ 15. ОПТИКА НАПІВПРОВІДНИКІВ

Оскільки дисперсія показника заломлення та коефіцієнту екстинції визначаються дисперсією діелектричної функції (15.197), визначення частотних властивостей діелектричної функції є важливою проблемою оптики напівпровідників. Реальна та уявна частини діелектричної функції пов'язані вельми універсальними співвідношеннями, що віддзеркалюють принцип причинності у фізичних явищах. Математично цей принцип виражається у загальному співвідношенні між індукцією та електричним полем

D(t) = E(t) + ∞∫ f (τ)E(t − τ)dτ.	(15.202)
0

Оскільки будь-яке змінне поле можна звести до сукупності монохроматичних компонентів, в яких залежність всіх величин від часу зада-

ється множником e−iωt ,	то для таких полів зв'язок між Dта E має вигляд
		D(ω) = ε(ω)E(ω),		(15.203)
де діелектрична функція визначається як
	ε(ω) =1 + ∞∫ f (τ)eiωτdτ .			(15.204)
		0
Функція ε(ω), взагалі-то є комплексною, тобто
		′	′′	(15.205)
	ε(ω) = ε (ω)		+ iε (ω) .	(15.205)
Із визначення (15.204) безпосередньо випливає, що
	ε(−ω) = ε* (ω) .			(15.206)
Виділимо у цьому співвідношенні дійсну та уявну частини
		′	′	(15.207)
		ε (−ω) = ε (ω),		(15.207)
та		′′	′′
		′′	′′	(15.208)
		ε (−ω) = −ε (ω) .		(15.208)
′	′′
Отже ε (ω) є парною, а	ε (ω) – непарною функцією частоти. Із визна-
чення (15.204), зокрема	випливає,		що у всій верхній	напівплощині
	′	′′

комплексної площини (ω = ω + iω ) діелектрична функція ε(ω) є одноз-

начною функцією, що ніде не обертається на нескінченність: у верхній напівплощині ця функція не має особливих точок. Дійсно, при ω′′ > 0 підінтегральна функція у (15.204) містить експоненційний множ-

ник e , що швидко зменшується зазростання τ, а оскільки функція f(τ) обмежена у всій області інтегрування, то інтеграл є збіжним. Функція ε(ω) не має особливих точок і на осі ω′′ = 0, за винятком, можливо, лише початку координат. Далі виведемо формулу, що повя' зує уявну та

ОСНОВИ ФІЗИКИ НАПІВПРОВІДНИКІВ

156

дійсну частини діелектричної функції1. Виберемо будь-яке позитивне дійсне значення ω = ω0 і проінтегруємо вираз ε(ω)/(ω − ω0 ) за контуром

(рис. 15.40). Контур йде вздовж усієї дійсної осі, огинаючи точку ω = ω0, а

також точку ω = 0,

якщо вона є полюсом функції ε(ω) зверху. Контур

ω′′

замикається напівколом нескінченно

великого радіусу. На нескінченності

(ω)

ε → 0, тому функція ε(ω)/(ω − ω0 ) пря-

мує до нуля швидше за 1/ω. Це озна-

чає, що інтеграл

ε(ω)

I = ∫ dω

(15.209)

ω − ω0

ω′

ε(ω) не

є збіжним. Оскільки

функція

Рис. 15.40. Контур інтегрування

має особливостей у верхній напівпло-

при виведенні співвідношень

Крамерса–Кроніга

щині, крім точки ω = 0, а точка ω = ω0

як і ω = 0 виключена з області інтегрування, то функція ε(ω)/(ω − ω0 ) аналітична всередині контуру С, й інтеграл (15.209) дорівнює нулю. Вважатимемо спочатку, що ε(ω) не має особливостей у точці ω = 0. Інтеграл за нескінченно віддаленим напівколом також обертається на нуль. Точку ж ω = ω0 обійдемо за колом нескінченно малого радіусу

r → 0. Обхід відбувається за годинниковою стрілкою та дає до інтеграла внесок, що дорівнює −iπε(ω0 ). Якщо ε(0) – обмежена величина, то обхід початку координат є зайвим, й інтегрування вздовж всієї дійсної осі дає

	ω0 −r			ε(ω)	∞		ε(ω)
rlim→0		∫	dω		+ ∫	dω		− iπε(ω0 ) = 0.
									(15.210)
				ω − ω			ω − ω
		−∞		0	ω0 +r		0

Оскільки перший доданок у лівій частині рівняння є визначенням інтегралу у сенсі головного значення, то із (15.210) маємо

∞	ε(ω)
iπε(ω0 ) = P ∫ dω	ε(ω)	,	(15.211)
iπε(ω0 ) = P ∫ dω	ω − ω	,	(15.211)
−∞	0
−∞

де P ∫dω... – інтеграл у сенсі головного значення. Змінна інтегрування

пробігає тут лише дійсні значення. Перепозначимо змінну інтегрування як ξ для заданого дійсного значення величини ω0 (що позна-

1 Читачам, хто не цікавиться математичними деталями, це виведення можна опустити.

157	Розділ 15. ОПТИКА НАПІВПРОВІДНИКІВ

чимо як ω) і запишемо функцію ε(ω)							′	′′
			дійсної змінної ε(ω) = ε (ω) + iε (ω) .
Виділяючи реальну та уявну частини у (15.211), отримаємо
′	1	∞		′′
		∫ dξ		ε	(ξ)
ε (ω) =	π P					,		(15.212)
				ξ − ω
		−∞
	1		∞		′
′′			∫ dξ		ε (ξ)
					ξ − ω .			(15.213)
ε (ω) = − π P
			−∞

Якщо функція ε(ω) має полюс у точці ω = 0, поблизу якої ε(ω) = iA /ω, то обхід цієї точки за напівколом дає в інтегралі додатковий дійсний внесок −A /ω, що має бути доданий до лівої частини співвідношення (15.211). Відповідно такий доданок з'явиться у (15.213)

	1	∞	′		A
′′	1		ε (ξ)		A
′′	π P ∫ dξ		ξ − ω	+	ω .	(15.214)
ε (ω) = −	π P ∫ dξ		ξ − ω	+	ω .	(15.214)
		−∞

Оскільки показник заломлення та коефіцієнт екстинції визначаються через діелектричну функцію, то із співвідношень Крамерса–Кроніга можна отримати дуже важливий висновок: показник заломлення визначається коефіцієнтом екстинції. Зокрема, у випадку власного напівпровідника, який на низьких частотах демонструє діелектричні

властивості (k ≈ 0), показник заломлення n0 визначається виразом

n02 −1 = 2π	∞∫2nkξ dξ .	(15.215)
	0

15.10. Люмінесценція напівпровідників

Напівпровідники у збудженому стані можуть випромінювати електромагнітні хвилі. Такі процеси мають загальну назву – люмінесценція, і є оберненими до процесів поглинання світла. Взагалі кажучи, люмінесценція є процесом випромінювання світла, надлишковим над тепловим випромінюванням. При цьому це випромінювання має характеризуватися кінцевим часом, що істотно перевищує період коливань електромагнітного поля. Основною відмінністю люмінесценції від інших типів електромагнітного випромінювання є тривалість післясвітіння. У випадку люмінесценції акти поглинання та випромінювання світла розділені проміжними процесами, що спричиняє тривале сві-

тіння (із часом τ >>10−15 c) після припинення дії збудження.

ОСНОВИ ФІЗИКИ НАПІВПРОВІДНИКІВ

158

Залежно від методів утворення збудженого стану, що спричиняють випромінювання фотонів, вирізняють кілька типів люмінесценції напівпровідників:

випромінювання світла напівпровідником, що переведений у збуджений стан завдяки поглинанню енергії зовнішнього оптичного випромінювання;

катодолюмінісценція, за якої випромінювання світла напівпровідником відбувається завдяки бомбардуванню зразка електронами;

електролюмінісценцієя – випромінювання, що спостерігається під дією на напівпровідник електричного поля;

хемілюмінесценція – випромінювання, що відбувається у результаті хімічних реакцій тощо.

У твердих тілах, зокрема у напівпровідниках, можна виділити два принципово різних типи люмінесценції – мономолекулярну та рекомбінаційну.

15.10.1. Мономолекулярне світіння твердих тіл

Мономолекулярним світінням твердих тіл називається ефект люмінесценції, за якого поглинання та випромінювання світла відбувається у домішковому центрі. Спектри люмінесценції твердих тіл відрізняються від відповідних спектрів ізольованих атомів. Ця різниця полягає в тому, що спектри випромінювання твердих тіл мають вигляд широких смуг і зазвичай зміщені у довгохвильовий бік від смуги поглинання: випромінювана енергія є меншою за енергію, що поглинається напівпровідником. Такі особливості оптичних властивостей твердих тіл обумовлені взаємодією центру світіння із кристалічним полем. Взаємодія центру з оточенням складається власне із поля кристалічної ґратки, що має кулонівську природу, обмінної взаємодії і взаємодії Ван-дер Ваальса, що мають квантово-механічну природу. У результаті атомні рівні домішок, що виступають у ролі центрів світіння, набувають вигляду казімолекулярнних станів. Таким чином, поглинання світла домішковим центром може відбуватись за переходу з основного стану у збуджений, причому електрон попадає не в мінімум збудженого стану. Відбувається безвипромінювальна релаксація електрона, і він переходить у мінімальне незайняте положення поблизу мінімуму збудженого стану. І вже звідти може відбуватись перехід в основний стан із випромінюванням фотону. Схему мономолекулярної люмінесценції у напівпровіднику подана на рис. 15.41. Як видно, спектри поглинання (А) та випромінювання (B) рознесені за частотою та мають ненульову ширину. Зауважимо, оскільки центри випромінювання знаходяться, взагалі кажучи, у різних умовах (для кожного із центрів

<<< < Предыдущая 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 4647 / 7247 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 > Следующая >>>

Соседние файлы в предмете [НЕСОРТИРОВАННОЕ]

#
08.11.2019317.44 Кб1OE_Lab_1.doc
#
08.11.2019176.13 Кб4OE_Lab_3.doc
#
08.11.2019301.57 Кб6OE_Lab_5.doc
#
08.11.2019360.45 Кб1OE_Lab_6.doc
#
08.11.2019218.62 Кб2OE_Lab_7.doc
#
19.03.201513.24 Mб64OFP-Tretyak-Lozovski.pdf
#
19.03.20151.28 Mб17Ohienko_Istoriia_ukr_literat_movy_2001.pdf
#
19.03.20151.61 Mб12Ohorona_pratsi.pdf
#
19.03.2015151.55 Кб201OiV_1-6.docx
#
18.11.201971.68 Кб1olimp_biol_8.doc
#
06.09.2019181.25 Кб1OncoGen.doc