Методы получения и применения квантовых точек - Физика и энергетика курсовая работа

Главная

Физика и энергетика
Методы получения и применения квантовых точек

Использование и применение квантовых точек. Кулоновские корреляции и электронно-дырочная жидкость в квантовых ямах. Теория функционала плотности, уравнение Кона-Шэма. Стационарное уравнение Шредингера: общий случай и случай трехмерного пространства.


посмотреть текст работы


скачать работу можно здесь


полная информация о работе


весь список подобных работ


Нужна помощь с учёбой? Наши эксперты готовы помочь!
Нажимая на кнопку, вы соглашаетесь с
политикой обработки персональных данных

Студенты, аспиранты, молодые ученые, использующие базу знаний в своей учебе и работе, будут вам очень благодарны.

Капобьянко рассказал, что если квантовые точки будут применяться в диагностике или лечении, то определённо нужно решать проблему токсичности. Кадмий, составляющий ядро некоторых квантовых точек, является ядом, который может быть опасен для печени, костей, почек и дыхательных путей. Оболочка точек должна нивелировать токсичность, но Капобьянко говорит, что перед клиническим использованием необходимо будет провести дополнительные исследования.
1.1 Методы получения квантовых точек
Так сложилось исторически, что с квантовыми точками человечество познакомилось намного раньше, чем с любыми другими нанообъектами. В Средние века металлические наночастицы входили в состав красок ,использующиеся для окраски витражных стекол .Однако вряд ли средневековые мастера подозревали ,что именно мельчайшие наночастицы металлов придают стеклам столь насыщенный и яркий оттенок.
Другим дошедшим до нас из древности интересным применением нанотех-нологий является способ окраски волос путем формирования в структуре волоса наночастиц черного сульфида свинца, размером около 5нм. Не исключено, что этим способом пользовалась сама Клеопатра .Любопытно, что такой способ окраски волос, несмотря на токсичность соединений свинца, вполне соответствует современным подходам, так как в состав многих современных красок для волос входит ацетат свинца, который проникая внутрь структуры волоса, преобразуется в сульфид свинца, предающий волосам насыщенный черный цвет. Рецепт, которым пользовались древние греки и египтяне, был достаточно простым .Оксид свинца смешивали с гидроксидом кальция (гашеной известью) и водой до получения пасты, затем пасту втирали в волосы. Ионы свинца вступали в реакцию с серой, содержащейся в кератине волоса, что приводило к образованию сульфида свинца. Щелочь была необходима для высвобождения серы из цистеина-аминокислоты, которая входит в состав белка кератина. Можно сказать, что древние люди овладели начальными навыками практического применения квантовых точек. Однако следует заметить, что далеко не всякая наночастица является квантовой точкой.
Уменьшение размера частицы приводит к проявлению весьма необычных свойств материала, из которого она сделана. Причиной этого являются квантово-механические эффекты, возникающие при пространственном ограничении движения носителей заряда: энергия носителей в этом случае становится дискретной. А число уровней энергии, как учит квантовая механика, зависит от размера «потенциальной ямы», высоты потенциального барьера и массы носителя заряда. Увеличение размера «ямы» ведет к росту числа уровней энергии, которые при этом становятся все ближе друг к другу, пока не сольются, и энергетический спектр не станет «сплошным». Ограничить движение носителей заряда можно по одной координате (формируя квантовые пленки), по двум координатам (квантовые проволоки или нити) или по всем трем направлениям-- это будут квантовые точки(КТ).
Полупроводниковые нанокристаллы являются промежуточными структурами между молекулярными кластерами и «сплошными» материалами. Границы между молекулярными, нанокристаллическими и сплошными материалами не определены с достаточной четкостью; однако диапазон 100 ч 10 000 атомов на частицу можно ориентировочно считать «верхним пределом» нанокристаллов. Верхний предел соответствует размерам, для которых интервал между уровнями энергии превышает энергию тепловых колебаний kT (k-- постоянная Больцмана, T -- температура), когда носители заряда становятся мобильными.
На рисунке 3 приведена схема дискретных уровней энергии в нанокристаллах. «Сплошной» полупроводник (слева) имеет валентную зону и зону проводимости, разделенные запрещенной зоной . Нанокристалл из полупроводника (справа) характеризуется дискретными уровнями энергии, подобными уровням энергии одиночного атома. В нанокристалле является функцией размера: увеличение размера нанокристалла ведет к уменьшению .
Квантовой точкой (КТ) может считаться любой кусочек проводника , ограниченный по всем трем пространственным координатам , размеры которого достаточно маленькие для того, чтобы проявление квантовых эффектов были существенными. В большинстве случаев решающим фактором для создания квантовой точки является наличие трехмерной потенциальной ямы, в которой носители заряда оказываются, заперты по всем трем пространственным координатам.
Рисунок 3-Дискретные уровни энергии в нанокристаллах
Интересная особенность возникает в зависимости суммы квазиуровней Ферми электронов и дырок от концентрации носителей во втором слое (рис.).
Рисунок 5- Зависимость средней энергии связи электронов и дырок от концентрации дырок в кремнии (111)
Рисунок 6- Зависимость суммы квазиуровней Ферми от концентрации дырок во втором слое для eh-слоя на (111) поверхности кремния.
При концентрациях сумма e+h увеличивается с возрастанием . Такая зависимость связана с тем, что при низких концентрациях главную роль играет обменно-корреляционное взаимодействие. Монотонное возрастание суммы квазиуровней Ферми с увеличением концентрации во втором слое может привести к пространственной неустойчивости во втором слое носителей.
Условие устойчивости равновесия между поверхностью и объемом запишется в следующем виде:
где e+h, - число электронно-дырочных пар в объеме полупроводника, и - флуктуации плотности во втором слое и объеме полупроводника, соответственно.
При полной постоянной концентрации носителей величины и имеют противоположные знаки, поэтому при различных знаках у производных в выражении (16) состояние системы всегда будет устойчивым. При одинаковых знаках производных состояние может быть неустойчивым, поэтому в этом случае второй слой должен разбиваться на области с плотностью , при которой условие (16) выполняется. Очевидно, в этом случае возможно разбиение второго слоя на капли, которые могут не перекрываться друг с другом. При таком разбиении второй слой будет диэлектриком, и проводимость по второму слою будет отсутствовать, что подтверждается результатами эксперимента.
В работе найдено, что присм-2 проводимость поверхностных пар не наблюдается. В этой работе исчезновение проводимости объясняется существованием фазового перехода плазма-жидкость, т. е. образованием объемных e-h капель, связанных со слоем поверхностного заряда.
В представленной здесь модели этот эффект объясняется разбиением на двумерные капли, которое происходит при . Расхождение экспериментального и теоретического значения, по-видимому, связано с уменьшением роли обменно-корреляционного взаимодействия в нашей модели. В случае, если взять в формуле (10) f(y)=1, тогда критическое значение плотности , ниже которой отсутствует проводимость, составляет приблизительно 21012см-2.
Из рис. 6 также видно, что 2МЭДП может существовать только при нахождении квазиуровней Ферми электронов и дырок в достаточно узкой полосе. Как следует из результатов, представленных на рис. 6, величины квазиуровней Ферми практически не имеют общих областей при различных . Это значит, что для данной интенсивности внешнего излучения 2МЭДП может существовать только в узком диапазоне величины , что противоречит результатам эксперимента. Это противоречие снимается, если в теории увеличить роль обменно-корреляционного взаимодействия. В частности , расчеты, выполненные с f(y)=1 (обменно-корреляционная энергия задается формулой (9), показали, что области существования 2МЭДП с различными сильно перекрываются.
Кроме полученных выше эффектов, на поверхности полупроводника возможно образование многослойной системы, т.е. системы состоящей из чередующихся слоев электронов и дырок. Отметим также, что 2МЭДП может образоваться на поверхности полупроводника при.
(c) Max Planck Institute for the Physics of Complex Systems.
Показано, что многочастичные кулоновские корреляции в двойных квантовых ямах с пространственно разделенными электронами и дырками приводят к образованию вырожденной электронно-дырочной жидкости со средним расстоянием между частицами, меньшим размера изолированного экситона. Это состояние оказывается энергетически более выгодным, чем газ экситонов. Результаты получены в предположении, что в системе имеется много различных сортов электронов и дырок, что характерно, в частности, для многодолинных полупроводников. Обсуждается связь с экспериментами, в которых наблюдались люминесцирующие области в таких системах.
В последнее время резко возрос интерес к исследованию двойных квантовых ям (ДКЯ) в связи с возможностью экспериментальной реализации
ДКЯ, в которых электроны и дырки расположены в пространственно разделенных областях, туннелирование между которыми является исчезающее малым. Исследование пространственно разделенных электронов и дырок в ДКЯ было инициировано тем, что в таких системах возможно образование связанных состояний электрона и дырки (экситонов), с большим временем жизни . Это время на несколько порядков больше, чем время жизни экситонов в обычных трехмерных полупроводниках, что способствует возможности наблюдения их бозе-конденсации. Дальнейшие исследования таких систем показали, что их фазовая диаграмма может быть довольно сложной. В настоящей работе, вычисляется вклад кулоновских корреляций в энергию основного состояния многокомпонентной вырожденной электронно-дырочной плазмы в ДКЯ. В рассматриваемой модели ДКЯ предполагается, что электроны и дырки пространственно разделены. При этом электроны движутся в одном двумерном слое, а дырки -в другом, расположенном на расстоянии l от первого слоя. Рассматривается случай, когда электронно-дырочная плазма является многокомпонентной. При этом имеется н различных сортов электронов и такое же количество сортов дырок, причем н ? 1. При достаточно малой плотности системы, электроны и дырки образуют связанные состояния (экситоны). При достаточно низкой температуре система может рассматриваться как вырожденный бозе-газ. Однако с увеличением плотности электронно-дырочной плазмы n, когда среднее расстояние между частицами n?1/2 становится меньше или порядка радиуса изолированного экситона Rex , связанные состояния электронов и дырок разрушаются и система трансформируется в вырожденную сильно корре-лированную плазму. Впервые вычисление корреляционной энергии многокомпонентной вырожденной электронно-дырочной плазмы в обычных трехмерных многодолинных полупроводниках с числом долин н ? 1, основанное на отборе диаграмм по параметру 1/н, было проведено в работе .
В данной работе показано, что многочастичные кулоновские корреляции приводят к существованию отрицательного минимума энергии основного состояния вырожденной электронно-дырочной плазмы в ДКЯ как функции плотности n. При этом минимум имеет место при такой плотности neq, при которой среднее расстояние между частицами ?1/2 является величиной, меньшей размера экситона, neq ?1/2 < Rex. Оказывается, что указанный минимум лежит ниже энергии основного состояния экситонного газа, так что энергия системы е eq в расчете на одну частицу есть отрицательная величина, причем |еeq| имеет значение, большее величины энергии связи экситона |еex | поэтому системе энергетически не выгодно находиться в состоянии с малой плотностью n ? neq, при которой она представляет собой газ экситонов. В результате система оказывается в состоянии, которое представляет собой электронно-дырочную жидкость. При этом если полное число частиц таково, что плотность n > neq , то система является однородной, а если n < neq , то система распадается на капли жидкой фазы. Следует отметить, что образующаяся электронно-дырочная жидкость обладает сильными электронно-дырочными корреляциями вблизи поверхности Ферми. Характерный радиус таких корреляций оказывается больше среднего расстояния между частицами. Следовательно, данные корреляции не могут быть связаны с наличием бозе-частиц, каковыми являются экситоны.
Для описания многочастичных эффектов в пространственно разделенной электронно-дырочной плазме в ДКЯ предполагается, что электроны расположены в одном бесконечно тонком двумерном слое, а дырки - в другом. Ниже используется система единиц, в которой эффективный заряд электрона (дырки) e/v к0 = 1 (где к0 - статическая диэлектрическая постоянная среды), постоянная Планка = 1, а эффективная масса электрона m = 1. При этом для простоты предполагается, что она равна эффективной массе дырки. Мы рассматриваем случай многокомпонентной электронно-дырочной плазмы. Число н сортов электронов (дырок) считается большой величиной (н ? 1). В этом случае импульс Ферми и энергия Ферми для электронов и дырок одинаковы и равны , где n - концентрация электронов (дырок). Температура системы предполагается малой по сравнению с энергией Ферми (T ? еF). Таким образом, электронно-дырочная плазма является вырожденной. Гамильтониан системы может быть записан в виде H = H0 + U, где H0 - кинетическая энергия, а U -кулоновское взаимодействие.
В данной работе учет многочастичных корреляций сводится к вычислению собственно-энергетической части как суммы диаграмм, главных по параметру 1/н ? 1. Это означает , что при отборе диаграмм учитываются только те из них, которые в каждом порядке теории возмущений по кулоновскому взаимодействию максимальны по параметру 1/н.Каждая фермионная петля вносит в диаграмму вклад, пропорциональный большому параметру н. Поэтому в каждом порядке теории возмущений по взаимодействию мы оставляем только диаграммы, которые содержат максимальное число таких петель. Такой отбор диаграмм, по существу, является 1/н-разложением и приводит к главной последовательности диаграмм, формально совпадающей с последовательностью RPA-диаграмм. Отбор диаграмм по параметру 1/н ?1 приводит к системе самосогласованных уравнений .
В общем случае К. э. представляет собой разность энергии основного состояния системы ферми-частиц и её значения, определённого в приближении Хартри - Фока Согласно Паули принципу, два электрона с одинаковым направлением спина не могут находиться в одной ячейке фазового пространства, что эквивалентно отталкиванию между ними. Это приводит к тому, что средняя кинетическая энергия электронного газа, даже при нулевой температуре, отлична от нуля и в случае газа большой плотности даёт основной вклад в энергию системы. Принцип Паули приводит также к корреляции во взаимном расположении электронов с параллельными спинами, к-рой соответствует обменная энергия. Вклад этого типа корреляции в энергию системы можно учесть с помощью теории возмущения в её первом приближении. Кроме того, существует корреляция электронов с противоположно направленными спинами вследствие кулоновского отталкивания между ними, она обусловливает свой специфич. вклад в энергию системы - т. н. К. э. Этот квантовомеханический эффект можно приписать существованию в системе "корреляционные дырки" (корреляц. разрежения), в отличие от "фермиевской дырки", обусловленной принципом Паули.
Корреляционную энергию нельзя учесть в рамках обычной теории возмущений: второе приближение для энергии электронного газа приводит к логарифмически расходящимся выражениям, т. к. влияние кулоновского взаимодействия, вследствие него дальнодействия, нельзя считать малым. Расходимость остаётся и в более высоких приближениях. Для вычисления второго и высших приближений для энергии электронного газа, т. е. для вычисления К. э., необходимо пользоваться усовершенствованной формой теории возмущений.
К. э. электронного газа, по Ю. Вигнеру (Е. Wigner, 1938), определяется формулой , где - средняя кинетическая энергия электронного газа при Т=0К, рассчитанная на один электрон в первом приближении теории возмущений:
[здесь PF- ферми-импульс электронов, (ср. расстояние между электронами в единицах боровского радиуса, эВ (ридберг)];.-ср.энергия кулоновского взаимодействия в электронном газе на один электрон:
Положит, заряд ионов (если рассматривают газ свободных электронов в металле) предполагается равномерно распределённым по объёму, т. е. влияние крис-таллич. решётки не учитывается.
Для случая малой плотности газа электронов Вигнер принял, что электроны образуют в пространстве решётку, н получил след. разложение для К. э.:
Для электронного газа большой плотности ( Вигнер вычислил К. э. вариац. методом. Интерполируя между этими двумя пределами, Вигнер нашёл
Случай большой плотности может быть исследован более строго. Суммирование главных, дающих наибольшую степень расходимости, членов теории возмущений при ( приводит к разложению
Первый логарифмический член разложения, был определён Маке (Macke, 1950) на основе теории возмущений, а затем получен Д. Бомом и Д. Пайнсом (D. Bohm, D. Pines, 1953) методом коллективных переменных. Пост. член С= - 0,096 был вычислен М. Гелл-Маном и К. Бракнером (М. Gell-Mann, К. Brueckner, 1957) методом суммирования Фейнмана диаграмм, ими же была оценена величина третьего и четвёртого членов разложения. К. э. была также вычислена Ф. Нозьером (Ph. Nozieres) и Д. Пайнсом в 1958 методом коллективных переменных.
Для реальных металлов плотности электронного газа соответствуют значениям в интервале т. е. промежуточным плотностям. Для оценки К. э. щелочных металлов можно применить модель свободного электронного газа, без учёта кристаллической решётки.
Пренебрежение Н. э. приводит к неверной оценке роли корреляций электронов с параллельными спинами (поскольку при этом совершенно не учитывается корреляция электронов с антипараллельными спинами). Без учёта К. э. при очень малых плотностях оказывается возможным ферромагнетизм электронного газа, учёт же К. э. делает его невозможным.
а одноэлектронные орбитали получаются как решение одночастичного уравнения Шредингера:
Доказывается, что если такой потенциал существует, то он единственный.
Для невзаимодействующей системы функционал энергии имеет следующий вид:
Для реальной взаимодействующей системы имеем:
где величина получила название обменно-корреляционного функционала.
В теории Кона-Шэма уравнение имеет следующий вид:
где - обменно-корреляционный потенциал.
Точный вид обменно-корреляционного функционала неизвестен, но из разных физических соображений было предложено много разных вариантов. Если выражен в виде: , то можно получить для матричного элемента ( следующее выражение:
Это выражение уже может быть непосредственно использовано при формировании матрицы КШ в представлении базисных АО.
Обменно-корреляционные функционалы.
Различают локальные (если есть зависимость только от r) и нелокальные (градиентные, если зависят также и от ) обменно-корреляционные функционалы.
Наиболее распространенные локальные функционалы: D30, VWN, хартри-фоковский.
- D30 (Dirac 1930 г., другое название: Slater)
- WVN (Vasko, Wilk, Nussair, 1980). Результат получен численным решением задачи в модели электронного газа. Формула сложная, поэтому здесь не приводится.
- HF (хартри-фоковский обменный функционал.) Формула может быть легко выведена из обычных уравнений Хартри-Фока.
Нелокальные функционалы: B88, LYP, PW91.
a = 0.04918, b = 0.132, c = 0.2533, d = 0.349.
В результате комбинирования рассмотренных выше обменных и корреляционных функционалов получаются следующие наиболее популярные обменно-корреляционные функционалы:
а также «гибридные», т.е. те, которые содержат вклад .
где aо, ax, ac - те же, что и для B3P. На сегодняшний день B3LYP- наиболее популярный функционал.
Основные особенности реализации и применения.
Реализация очень похожа на ХФ, но требуется представление для r: либо специальный базисный набор, либо трехмерная сетка. В последнее время склоняются именно к трехмерной сетке. В этом случае в любой точке
Сложность стандартного алгоритма (с негибридным функционалом) составляет ~O(N3). Если воспользоваться быстрым затуханием базисных функций, то в ряде случаев удается получить O(N2) и даже O(NlogN). Этот вопрос ниже будет рассмотрен подробнее. В случае гибридного функционала никаких преимуществ по времени вычисления перед ХФ нет. Работает медленнее (иногда в разы, иногда в десятки раз), чем ХФ из-за дополнительной работы.
Основной недостаток - невозможность систематического уточнения результата. Метод - невариационный в буквальном смысле этого слова. Однако, он является вариационным в рамках того функционала плотности, который используется. В случае ХФ есть КВ, дающее хотя и трудоемкую, но все-таки возможность улучшения результатов. В данном случае получаемый результат рассматривается как окончательный, т.к. он включает и обмен, и корреляции. По этой причине использовать после этого КВ или MPn абсолютно бессмысленно. Интересно, что в некоторых программах такая возможность не заблокирована. По тем же причинам, имеются значительные трудности применения DFT к возбужденным состояниям .
Достоинства. Возможность получения хороших по точности результатов при разумных затратах. Относительно слабая зависимость от базиса, возможность получения приемлемых результатов уже с малыми базисами.
В квантовой физике вводится комплекснозначная функция , описывающая чистое состояние объекта, которая называется волновой функцией. В наиболее распространенной копенгагенской интерпретации эта функция связана с вероятностью обнаружения объекта в одном из чистых состояний (квадрат модуля волновой функции представляет собой плотность вероятности). Поведение гамильтоновой системы в чистом состоянии полностью описывается с помощью волновой функции.
Отказавшись от описания движения частицы с помощью траекторий, получаемых из законов динамики, и определив вместо этого волновую функцию, необходимо ввести в рассмотрение уравнение, эквивалентное законам Ньютона и дающее рецепт для нахождения в частных физических задачах. Таким уравнением является уравнение Шрёдингера.
Пусть волновая функция задана в n-мерном конфигурационном пространстве, тогда в каждой точке с координатами ()(), в определенный момент времени t она будет иметь вид . В таком случае уравнение Шрёдингера запишется в виде:
где , h -- постоянная Планка; m -- масса частицы,
-- внешняя по отношению к частице потенциальная энергия в точке в момент времени t,-- оператор Лапласа (или лапласиан), эквивалентен квадрату оператора набла и в n-мерной системе координат имеет вид:
Форма уравнения Шрёдингера показывает, что относительно времени его решение должно быть простым, поскольку время входит в это уравнение лишь через первую производную в правой части. Действительно, частное решение для специального случая, когда не является функцией времени, можно записать в виде:
где функция должна удовлетворять уравнению:
которое получается из уравнения Шрёдингера (4.1) при подстановке в него, указанной выше формулы для (4.3). Заметим, что это уравнение вообще не содержит времени; в связи с этим оно называется стационарным уравнением Шрёдингера (уравнение Шрёдингера, не содержащее времени).
Выражение (4.3) является лишь частным решением зависящего от времени уравнения Шрёдингера (4.1), общее решение представляет собой линейную комбинацию всех частных решений вида (4.3). Зависимость функции ) от времени проста, но зависимость её от координаты не всегда имеет элементарный вид, так как уравнение (4.4) при одном выборе вида потенциальной функции совершенно отличается от того же уравнения при другом выборе этой функции. В действительности, уравнение (4.4) может быть решено аналитически лишь для небольшого числа частных типов функции.
Важное значение имеет интерпретация величины E в уравнении (4.3). Она производится следующим путём: временнамя зависимость функции) в уравнении (4.3) имеет экспоненциальный характер, причём коэффициент при t в показателе экспоненты выбран так, что правая часть уравнения (4.4) содержит просто постоянный множитель E. В левой же части уравнения (4.4) функция умножается на потенциальную энергию. Следовательно, из соображений размерности вытекает, что величина E должна иметь размерность энергии. Единственной величиной с размерностью энергии, которая постоянна в механике, является полная (сохраняющаяся) энергия системы; таким образом, можно предполагать, что E представляет собой полную энергию. Согласно физической интерпретации уравнения Шрёдингера, E действительно является полной энергией частицы при движении, описываемом функцией.
Квантовые точки Ge/Si. "Кулоновская щель" в плотности состояний. Общее представление о прыжковой проводимости. Нахождение распределения носителей в массиве квантовых точек. Возбуждение и релаксация в массиве квантовых точек, результаты моделирования. курсовая работа [2,0 M], добавлен 02.07.2012
Методы изготовления квантовых точек. Перспективы их использования в устройствах и приборах. Однофотонное поглощение света. Сравнительный анализ энергетического спектра и плотности электронных состояний в массивном полупроводнике, проволоке и точке. курсовая работа [548,5 K], добавлен 29.04.2014
Технология изготовления квантовых ям. Применение квантовых наноструктур в электронике. Квантовые нити, их изготовление. Особенности квантовых точек. Сверхрешётки: физические свойства; технология изготовления; энергетическая структура; применение. курсовая работа [1,9 M], добавлен 25.11.2010
Оптические свойства квантовых ям, сверхрешеток, квантовых точек, нанокристаллов. Электрооптические эффекты в квантовых точках и сверхрешетках под действием внешнего электрического поля. Квантово-размерный эффект Штарка. Лестницы Штарка, осцилляции Блоха. контрольная работа [2,4 M], добавлен 24.08.2015
Примесные состояния атомного типа в полупроводниковых квантовых ямах, проволоках, точках во внешних полях. Магнитооптическое поглощение комплексов "квантовая точка–водородоподобный примесный центр". Актуальность исследований и их практическое применение. дипломная работа [1,5 M], добавлен 23.08.2010
История исследований физических процессов в квантовых структурах. Особенности взаимодействия электромагнитного поля с электронами. Правила отбора для внутризонных переходов в квантовых ямах. Собственные значения и собственные функции гамильтониана Рашбы. дипломная работа [378,5 K], добавлен 24.03.2012
Как создаются квантовые структуры. Квантовые ямы, точки и нити. Метод молекулярно-лучевой эпитаксии. Мосгидридная газофазная эпитаксия. Метод коллоидного синтеза. Энергетические зоны на границе двух полупроводников. Методы изготовления квантовых нитей. курсовая работа [203,3 K], добавлен 01.01.2014
Работы в архивах красиво оформлены согласно требованиям ВУЗов и содержат рисунки, диаграммы, формулы и т.д. PPT, PPTX и PDF-файлы представлены только в архивах. Рекомендуем скачать работу .

© 2000 — 2021



Методы получения и применения квантовых точек курсовая работа. Физика и энергетика.
Сочинение Почему Нужно Быть Уверенным В Себе
Страдательный Залог Английский Язык Контрольная Работа
Контрольные Работы Никольский 10 Класс Гдз
Курсовая работа: Учет расчетов по социальному и индивидуальному подоходному налогу
Реферат: Налоговые проверки как основная форма осуществления налогового контроля в России. Виды, формы, р
Может Ли Человек Жить Без Любви Сочинение
Курсовая Работа На Тему Оценка Деятельности Предприятия В Строительной Сфере На Примере Ооо "Кусторикс"
Курсовая работа по теме Розміщення дивану в інтер’єрі
Реферат по теме Области применения протеаз
Контрольная работа по теме Стратегия и тактика управления активами и пассивами кредитной организации
Конспект Диссертации 7 Букв Сканворд
Темы Для Дипломной Работы В Художественной Школе
Реферат по теме Черепно-мозговая травма на фоне алкогольного опьянения
Спорт В Системе Физического Воспитания Реферат
Контрольная работа: Сучасна кримінально-правова кваліфікація злочинів
Практическая Работа Выбор И Поверка Средств Измерения
Реферат по теме Строение Солнечной системы
Сочинение: Порівняльний аналіз: Гіппократ і Демокрит
Сочинение По Произведению Татарка Фатыха Амирхана
Курсовая работа по теме Расчет с поставщиками и подрядчиками
Значение психолога в деятельности учреждений - Психология отчет по практике
Понятие коррупции и ее формы - Государство и право контрольная работа
Использование социальных норм и нормативов в социальном прогнозировании - Социология и обществознание курсовая работа