Лекция № 25

Сириус ярко- зеленый ФФГЛ

ТЕРМОЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ, ТЕРМОМАГНИТНЫЕ И МАГНИТНЫЕ ТРАНСФОРМАТОРЫ ТЕПЛА

10-1. ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЙ

Термоэлектрический и термомагнитный методы трансформации теп­ла разработаны сравнительно недавно (в 50—60 годах) в связи с раз­витием теории полупроводников и внедрением их в технику.

Термоэлектрический метод основан на использовании эффекта Пельтье. Сущность этого эффекта состоит в том, что при пропуска­нии постоянного тока через цепь, составленную из двух разнородных металлов или полупроводников, на одном из спаев тепло выделяется, а на другом - поглощается.

Термомагнитный метод основан на применении эффекта Эттингсхаузена. Он проявляется в том, что при пропускании постоянного! тока через полупроводник, находящийся в магнитном поле, в материал®' полупроводника возникает градиент температур, перпендикулярный; направлению поля и электрического тока.

Оба эти метода трансформации тепла принципиально отличаются' от всех описанных в предыдущих главах тем, что при их использовании!

электрическая энергия непосредственно создает тепловой поток от ниж­него температурного уровня к верхнему без применения какого-либо движущегося жидкого или газообразного рабочего тела. Поэтому тер­моэлектрические и термомагнитные термотрансформаторы не нуждаются в обслуживании и ремонте и могут работать практически неограничен­ное время.

В области сверхнизких температур для трансформации тепла ис­пользуется метод адиабатного размагничивания парамаг­нитных солей, основанный на охлаждении этих солей при адиабатном размагничивании.

При использовании этого процесса термодинамические характери­стики твердого рабочего тела (парамагнитной соли) периодически ме­няются во времени, но механического перемещения материала не про­исходит.

10-2. ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ РАБОТЫ ТЕРМОЭЛЕКТРИЧЕСКИХ

И ТЕРМОМАГНИТНЫХ ТРАНСФОРМАТОРОВ ТЕПЛА

Собственные полупроводники

К,ак известно, вокруг ядра атома любого вещества расположена система элек­тронных оболочек с соответствующими энергетическими уровнями, на которых может разместиться строго определенное число электронов. Совокупность этих уровней об­разует энергетический спектр электрона в атоме, состоящий из серий линий, разделен­ных запретными промежутками, в которых электрон находиться не может.

В твердом теле атомы расположены настолько близко, что их внешние элек­тродные оболочки не только соприкасаются, но могут и проникать одна в другую. Электрон, находящийся на внешних валентных оболочках, может без затраты энергии

переходить на соответствующий уровень соседнего атома. Электрон может переме­щаться в теле, так как образуются кол­лективные орбиты, а одинаковые энергети­ческие уровни объединяются в общий уро­вень для всего тела,

При этом строго определенное значе­ние энергии, соответствующее данному уровню в изолированном атоме, заменяется целым интервалом энергий — энергетиче­ский уровень расщепляется в зону, за­ключающую столько уровней, сколько ато­мов имеется в теле. Схема такого расщеп­ления принципиально показала на рис. 10-1; при уменьшении расстояния d между атомами уровни, показанные горизонтальными линиями, переходят, в зонь^ выделенные штриховкой. Величины энергий, допусти­мых в каждой зоне, показаны для расстоя­ния do отрезками на оси энергий.

Так как число атомов в макроскопиче­ском образце вещества очень велико, то чис­ло уровней в каждой разрешенной зоне та­кого, что практически ее Можно считать сплошной. Промежутки между зонами Де имеют ширину того же порядка, что и зоны. При переходе от единичных атомов к твердому телу общее число электронов, могущих разместиться в данной зоне, остается для того же количества атомов тем же, что и для соответствующих уровней изолированных атомов '. Так, если для изолированного атома число электронов, могущих разместиться на данной оболочке, было g, а число атомов в твердом теле N, то каждая зона будет состоять из gN/2 уровней. На каж­дом уровне в соответствии с принципом Паули (в данной системе не может быть двух электронов, находящихся в одинаковом состоянии) могут находиться только два элек­трона, вращающихся в противоположных направлениях (энергия которых одинакова, поскольку энергетический уровень один, но спины противоположны). Следовательно, число электронов, которые могут разместиться в данной зоне, равно Ng.

¹ Так как общий заряд электронов должен быть равен положительному заряду

ядер.

Рис. 10-1. Образование энергетических зон в твердом теле из атомных энерге­тических уровней.

е — энергия; d — расстояние между атомами.

10-3. ТЕРМОЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ТРАНСФОРМАТОРЫ ТЕПЛА

Теория и расчет полупроводниковых термоэлементов

Рассмотрим электрическую цепь, составленную из двух различных электропроводных материалов А и В (рис. 10-4). Выше было показано, что энергия валентных электронов, определенная для каждого проводя­щего твердого тела, меняется в зависимости от температуры. Если в данном материале существует градиент температур ДТ~Т_Г—Г_х, то электроны на его горячем конце приобретают более высокую энергию, чем на холодном. В результате возникает поток электронов от горячего конца с температурой T_v>T-s. к холодному с темпера­турой Т_х, продолжающийся до тех пор, пока возникшая таким образом разность потенциалов не уравновесит движущую силу, связанную с разностью темпера­тур АТ. Установится равновесие, при котором на холодном конце накопится некоторый отрицатель­ный заряд, а на теплом —поло­жительный, соответствующее не' которой э. д. с.

Если составить, как показа­но на рис. JQ-4,а, цепь из двух проводящих стержней, сделанных

из одного и того же материала А, ^

то в цепи не возникнет ток, так как термо-э. д. с. обоих стержней А равны и противоположны по направлению. Если же второй стержень изготовлен из другого материала В (рис. 10-4,6) | то в цепи возникнет электрический ток благодаря тому, что термо-э. д. с. обоих стержней различны. Это явление, на котором оснозана работа измерительных тер­мопар, открыто Зеебеком в 182} г.

Электродвижущая сила Е термопары определяется по формуле

I: <z_u)(f_r-T_x)_t в, (10-1)

где а_а и а_Е —коэффициенты термо-э. д. с. данных материалов А и В, е/град.

У веществ с вырожденными электронами (металлов) энергия носи­телей тока, как было показано выше, мало зависит от температуры. Величины а у них невелики.

Разница в значениях и а_в также невелика, так как она определя­ется в местах спая тем, что энергия электронов, связанная с тепловым движением, у разных металлов при данной Т может только немного различаться. У полупроводников, напротив, э. д. с., получаемая за счет эффекта Зеебека, может быть очень значительна; на этом основана работа термоэлементов, генерирующих электроэнергию за счет тепла.

В дырочных полупроводниках (р-тип) возникновение термо-э. д. с. аналогично описанному, но разница состоит в том, что на холодном кон­це скапливаются положительно заряженные дырки, а на горячем соот­ветствующий отрицательный заряд. На рис. 10-4,6 в этом случае в стержне В знаки электрических зарядов изменятся на обратные и э. д. с. термопары-в соответствии с формулой (10-1) возрастет, так как абсолютные величины ia_a и а_в будут не вычитаться, а складываться. Поэтому в термоэлементах всегда применяются пары, составленные из разных— дырочных и электронных полупроводников (p-типа и д-типа). Вещества со смешанной проводимостью не используются в термоэле­ментах, так как в них на холодном конце стержней одновременно кон центрируются и электроны и дырки, заряды которых ™ друга.

Рис. 10-4. Схема, иллюстрирующая эффект Зеебека.

а — одинаковые проводящие стержни; б — разные проЕодящие стержни; / — теплоприемккк с тем­пературой 7&; 2 — теплоотдатчик с температурой Т ■ 3 — электроизмерительный прибор.

В результате термо-э. д. _с. или не возникает cn_R ^HCHpy,OT«PVr

центрации и подвижности обоих видов носителейтока пТ' ⁽Г^ГДа Ж- очень мала. ^леи тока равны), _{Или 0}н_а

В 1834 г. французский часовщик Пельтье откоыл положныи явлению Зеебека: при пропускании токаJenS?”¹' ^Пр°^Тив0' шую из различных проводящих материалов, между места ’ ^СОстоя-

возникает разность -»•* ^{К0Нтакт}а температуп другой один спай нагревается охлаждается. Есчи спай использовать для „°_Т^ДНЬ'^Й тепла от какого-либо'объекта'Т

низкой TPvinon'iT— ^ииье»<тапри

ДЛЯ W'Sr^aa^S

Рис. 10-5. Эффект Пельтье в парах полу­проводников при различных направлениях тока.

о — Т,>Т,; б—Т₂<Т,.

ла, работающий непосредственно п ^СЧ6Т *?^лектРического ток" Однако эффект Пельтье (так S как и эффект Зеебека) в мета? лах очень невелик. Выделение или поглощение тепла на контак те двух металлов связано только с тем, что энергия теплового дви­жения электронов несколько раз­личается у разных металлов По- „,_л этому энергия электронов участ­

вующих в токе при переходе из одного металла в другой, должна либо несколько возрасти (что приводит к поглощению тепла), либо умень шиться (что дает выделение тепла). По этой причине до появления полупроводников эффект Пельтье не находил практического примене­ния, несмотря на то что идея его использования для охлаждения бьна известна и экспериментально проверена *.

В полупроводниках эффект Пельтье во много раз сильнее и прояв­ляется в наибольшей степени в парах из разнородных проводников — я-типа и /7-типа. Если ток в цепи направлен так, что электроны и дырки движутся к месту спая стержней (рис. 10-5,а), то электрон, перейдя из в о, попадает в свободное место — дырку. При этом исчезают и элек­трон и дырка. В тепло переходят три вида энергии:

1) затраченная 'В «-полупроводнике на заброс электрона с донор- ного уровня в зону проводимости;

2)^ затраченная в р-полупроводнике на заброс электрона на акцеп­торный уровень из валентной зоны;

3) энергия теплового движения электрона и дырки.

Если направление тока противоположно (рис. 10-5,6), процесс идет в обратном направлении—в месте спая при температуре Т’г поглоща­ется тепло Q₂, необходимое для образования пары электрон — дырка.

Тепловой поток Q, поглощаемый или выделяемый в данном спае, определяется уравнением

(Ю-2)

Q=nl, вт, где л коэффициент Пельтье, в\

> — сила тока, а.

Коэффициенты Пельтье и термо-э. д. с. связаны соотношением

я=(а_а—а_в)7\ 5,

где Т температура спая.

гг,„ ' ^^{кадемик} Ленц еще в 1838 г. в Петербурге заморозил воду, используя TfP»°* ■тару из висмута и сурьмы. '

(10-3)

В термоэлементах, служащих как для генерации тока, так и для трансформации тепла, наблюдается еще один эффект, предсказанный на базе термодинамических соображений Томсоном и обнаруженный Леру в 1867 г. Этот эффект Томсона заключается в том, что при про­текании тока по материалу,,в котором существует разность температур (Т_г—Г_х), выделяется в единицу времени или поглощается в зависимо­сти от направления тока некоторое количество тепла Q_T:

Q_T=T(r_r—Г_х)/, вт, (104)

где т — коэффициент Томсона, связанный с термо-э. д. с. а данного вещества соотношением, *

z=T~, в/град. (10-5)

Эффект Томсона не имеет отношения к неизбежным выделениям тепла Джоуля при.протекании тока через 'вещество с сопротивлением, отличным от нуля. Он возникает в результате.перехода электронов при течении тока -в зоны с другой температурой. Если электрон переходит в зону с более высокой температурой, то он пополняет свою энергию за счет окружающих атомов; происходит поглощение тепла. При переходе из более горячей в более холодную зону электроны отдают часть энер­гии, что приводит к выделению тепла.

Наконец, при анализе работы термоэлементов необходимо учиты­вать перенос энергии от теплых спаев к холодным вследствие теплопро­водности-материала.

Для определения характеристик термоэлемента примем в первом приближении, что коэффициент термо-э. д. с. «не зависит от темпера­туры и, следовательно, коэффициент Томсона т = 0. Тогда в стационар­ных условиях тепловой поток Q, подводимый по ветвям термоэлемента и извне к холодному спаю, будет состоять из трех частей.

1) Тепло, поступающее вследствие теплопроводности,

<3тя~2£(2||—Тщ =:(ki +^2) (2"г—Т_х), (10-6)

где k\ и k₂ — коэффициенты, учитывающие теплопроводность каждой

ветви термоэлемента, вт/град,.

!■ — коэффициент теплопроводности материала ветви,,

втщ ■ град;

S — сечение ветви, м²;

I — длина ветви, м.

2) Половина тепла Джоуля, выделяющегося в ветвях термоэлемен­та (считая, что другая половина отводится на теплый спай),

Qflж⁼⁼втп; (10-7)

где R1 и R₂ — электрические сопротивления каждой ветви, ом,

D ¹

R = ом;

Р — удельное сопротивление материала ветви, ом-м.

3) Тепло Qo, подводимое извне от охлаждаемого объекта.

Все эти три величины должны в стационарных условиях компенси­роваться отводом тепла за счет эффекта Пельтье, равного л/.

Следовательго, уравнение теплового баланса для холодного с • термоэлемента будет иметь вид: ^Пая

или

д/ = Qo + 0,5 /²(/?i + /?2) 4- (&t + Аг) (Т_т—Г_х), вт\

дТ = Т_Г — ^0,5/2 (fa + fa) — Qo

^1 ^2

Qo= л/—0.5/²(/?| + /?г) — (&i +/гг) (7V—Г_х), вт.

(Ю-8а) ПО-86)

Разность температур АТ=Т_Г—Т_х при прочих равных условиях воз­растает по мере уменьшения величины Q₀ и достигает максимального значения при Q₀ = 0. В этом случае термоэлемент работает сам на себя без полезной холодопроизводительности. Величина ДГ_макс. достигаемая в этих условиях, когда Qo ⁼ 0, служит одной из характеристик охлаж­дающего термоэлемента.

Чтобы найти холодильный коэффициент, вычислим затрату мощно­сти W на работу термоэлемента. Ока состоит из двух частей — затрачи­ваемой на джоулево тепло W_дж и на преодоление термо-э. д. с. W_T:

W_T = Ef = (а_а—а_в) (Г_г-Г,)/= (а_а—а_в) Д77,

где АТ = Т_Г—Т_%.

Суммируя, получаем:

W=[I(R_i+R₂) + {a_&-an)AT\'I.

(10-9)

Определив Q₀ из формулы (10-86) и заменив я его значением из ПО-3), получим выражение для холодильного коэффициента:

(а_а — а в)T_ZI — 0i5/⁵ (Ri + Rj)—(&» k₂) &T

/[/(/?, + /?*)+(*■.—**)&]

(10-10)

Обозначив разность (a_a—а_в) через а, (R1+1R2) через R, (fcj+fca) че­рез k, заменив Т_х на Т₀ и ЛТ=Т_0шС—Т'о, получим:

а/7"о — 0,5l²R—k (Т₀.е —Т«)*

_____________________________________________________________ (Ю-11)

^е— № + а(Го.'-То)1

Разделим числитель и знаменатель выражения (10-11) на / а заме­ним /Я на V_p, получим:

оГо — 0) 5Vp — /г/? (Г₀.с ■

Т.)у-

¹Р

Vp -(- о (7*о.с — 7-,)

(10-12)

Из выражения (10-12) видно, что чем меньше ^ве™”^а ^’_чения больше е. Чтобы найти минимум этой величины, выраз! ль теплопроводности k и сопротивления /? термоэлемент_м Р ^ _{и ге0}-

ные значения для каждого из стержней ветвей р ■ • метрические размеры ветвей. пяиными Х_аиХ_в.

Примем удельные теплопроводности соответст Р _поперечного

удельные сопротивления р_а и р_в, длины /_а — /в I ^{11 п}-

(10-13)

фотивления р_а сечения S_a и S_B.

Тогда

= +,m/град.

(10-Н)

___________________________________________________________ _х_ друг**

* Холодильный коэффициент е здесь, к а к: и _м гд 44, 45, Ml случаях, не является к. п. д. В ряде работ по пол> р холодильный коэффициент ошибочно называют к. п. Д.

В уравнении (10-20) второй множитель правой части

дг

_w ay /

представляет собой.холодильный коэффициент идеального трансфер⁷'

ра тепла, так как он равен — где о>„ — коэффициент работоспосо^⁰*

сти тепла на температурном уровне Т₀. °^бН°'

Первый множнтель этого выражения представляет собпй >1 полупроводникового трансформатора тепла, характеризующий степ ^Д'

Рис. 10-6. Значения г) термо­электрического охлаждающего устройства в зависимости от То.

Рис. 10-7. Зависимость максимальной разности температур на термоэлементе от добротности материала г.

приближения к идеальному процессу:

1_ 0,5^1+^'+' Т„

/о г

II

^Tl =

То 1 ₊ у 1 _г

l + Yi+r ₊₁

АТ

1 — 0,5-^г-

Т.*

То М—\ То М + 1

М— 1

+1

(10-206)

Как видно из выражения (10-206), к. п. д. полупроводникового трансформатора тепла повышается с ростом г = гД7’_Сг> или M = Y 1“Н^Г со снижением ДТ и Г_ср и повышением Т₀.

Однако даже при ДТ—0 и T_cv/T₀=\ к. п. д. rj< 1. Это связано

с процессами, неизбежно сопутствующими полупроводниковым термо- 1 рансформаторам: выделением джоулева тепла и обратным током тепла от горячего спая к холодному вследствие теплопроводности материалов термоэлемента.

Поэтому даже в идеальном случае ri термоэлемента не может быть равным единице.

Полученные в настоящее время значения z полупроводниковых мз териалов не превышают (35) 10^-3 град~^х. Как предельно возможное значение z, называют величину 1 • 10^-2 град~^[. В этом последнем случае величина и при Го.с='293°К и Г₀ = 253°К составила бы 26,3%; а при о 243 К, Л —24,3%. Практически для имеющихся сейчас материа.

эти величины намного ниже. На графике рис. 10-6 приведены крив t.

рассчитанные по экспериментальным данным, показывающие ^завИ^ мость т] от Т₀ при Г_о.с=300°К и 2=2-10-³ град~\ При расчете учи™ валась разность температур на горячих и холодных спаях Д' * ^г — Д/х от 3 до 7 град.

Как видно из графиков, даже при оптимальных величинах Т_п зна­ние л ^не превышает 6%. ^{<0 зна}

^ВЫШежит\^а“ин^Ьа (Т° -тТ ^И3 _п^{СуЩеСТВеННЫх ха}Р^актеР^,!ст„к термоэлемента._л*ет служить величина (i ₀._е—1 о) макс, достигаемая при Q₀=o Такой пе^лыят

;г™_Рг^да “^{сь эффеет} z,

^ь Из формулы (10-20а) находим эти условия, приравняв =о

После несложных преобразований находим: '

(То.' 7'о)иакс = О.бгТ'д.

_t едовательно. наиннзшая температура холодного спая равна:

_т У 1 + 27" _осг -1

‘ о мин — -----

(10-21)

(10-22)

На графике рис 10-7 показана зависимость (Г_{о с}—Г₀) _Ма„_с от г. Естественно, что nj.ii Qo¥=0 величина Т₀._с—Т₀ резко сокращается.

Увеличение интервала рабочих температур при конечной холодо- пронзводительности может быть достигнуто использованием батареи термоэлементов, составленной из нескольких каскадов. В такой каскад­ной термобатарее теплые спаи термоэлемента, расположенного в обла­сти более низких температур, охлаждаются холодными спаями термо­элемента, работающего при более высоких температурах.

Рассмотрим, например, трехкаскадную термобатарею (рис. 10-8). Теплый спай первого каскада расположен под холодными спаями вто­рого. Теплые спаи второго каскада термически связаны с холодными спаями третьего. Тепловые спаи третьего каскада отдают тепло в ок­ружающую среду.

Между термоэлементами каж­дого каскада прокладываются тон­кие электроизоляционные прослой­ки; питание каждого каскада произ­водится самостоятельно.

Холодопроизводительность каж­дого каскада (так же как и в ка­скадных холодильных установках) должна обеспечивать отвод всего тепла от нижних каскадов.

Найдем холодильный коэффи­циент многокаскадного термоэле­мента е<^п), чтобы сравнить его с ве­личиной е однокаскадного термо

Рис. 10-8. Схема трехкаскадной термоба­тареи.

/ — нижний каскад; г —средний каскад; 3 — верхний каскад.

••«пппип с идни^аикаднши термо­элемента, работающего в том же температурном интервале Г₀.с—То- Пусть для первого каскада холодопроизводительность равна Qo и холодильный коэффициент ej. Потребляемая электрическая мощность этого каскада

w — Qo ‘ ^е\"

Холодопроизводительность второго каскада должна составить:

Q₂=Q₀ + tf7₁₌Q₀+^

^и для третьего каскада

^Q-=^Q"(^,+v)(^,+i>

(10-23а)

(10-236)

Количество тепла Q, отдаваемого в окружающую среду,

АЛ

Вместе с тем

Q=Q.(l + ^)(¹ + i)(l +

Q=W + Q₀=Q{\ + ^j,

(Ю-23в)

(10-24)

_где w=W_:1;+ 1№>1& — #щая мощность, потребляемая всеми тремя каскадами; е—холодильный коэффициент всей батареи из трех каска­дов.

Из урав'нений (10-23в) и (10-24) получаем:

¹ (10-25)

1 + 7- 1 +

1Л ^Ез)

Общий холодильный коэффициент будет наибольшим, если отдельные

коэффициенты si, £2 и ез будут равны между собой.

Тогда

¹ —. (10-26а)

Рис. 10-9. Зависимость холодильного коэффи­циента s от разности температур Т₀.₀—Щ для однокаскадного_t{/) и двухкаскадного (2) термоэлементов.

Ш>) =.

Обычно на практике применяют не более

трех каскадов.

На рис. 10-9 показана зависимость е от ШЩТо.с'—Tq для одно- и двухкаскадной батареи. Из рисунка видно, что преимущества двухка­скадного элемента проявляются как в величине е, так и в получении максимальной АТ при,Q₀=0, причем они больше сказываются при ма­лых величинах г. _

При использовании термобатареи в качестве теплового насоса выведенные выше зависимости сохраняют свое значение. Коэффициент транс­формации {л зависит от температурного интер­вала, от добротности z материала и числа кас­

кадов.

Коэффициент полезного действия полупроводникового теплового насоса определяется как отношение коэффициентов трансформации действительного и идеального трансформаторов при заданных темпе­ратурах верхнего теплоприемника Т_т и нижнего источника тепла i₀.c.

по формуле.

Ч г—

_где ДТ=ЙГ_г—Щ}.о, или, что то же самое, по формуле

Воте _л

и—

ПО Д Б

_гд£ q_полезный тепловой поток, получаемый посредством термотранс­форматора, йг;

_С0(?.— коэффициент работоспособности получаемого тепла,

^ — подведенная электрическая мощность, вт.

При Г_о._с = 300°К величина \х характеризуется следующими показа­телями в зависимости от z (табл. 10-I).

К. п. д. термоэлектрических тепловых Так, в рассмотренных примерах л при

"^т%. для АТ = 30 02—23%. Дальнейшее вышение

^насосов г] зависит от АТ.

'Ю град составляет 17%,' для‘ДТ=30 град^-2^1 ^град~\ Для АТ = «оп/ ^п-> "ънейшее по- приводит к

снижению л-

Область применениятер-

АТ

Коэффициент- трансформации

Для ДТ = 50 граО— Таблица 10-1

^ в зависимости

*.|0>. АГ = Гг-гог град ^1------------ i-------------- __ 1° 20 1	50 |	50*
л’2 0,93 1,2 9’? и’с о’^3 1,7 1,45^lt^5 2.5 4,6 2,6 2,0 1,6 1 7 3.0 5,2 3,0 2,2 1,75 Г,85 5.0 7,3 4,0 2,8 2,3 2,3 * Двухкаскадная батарея.	0,9 1.25 1.45 1.6 2.0	1.15 1.35 1,5 1.65 2.0

моэлектрических трансфор­маторов тепла пока ограни­чена; по мере улучшения добротности полупроводни­ковых материалов и сниже­ния их стоимости, а также конструктивного усовершен­ствования эта область бу­дет расширяться.

Область температур, в которой применяются тер­моэлектрические трансформаторы тепла, находится в пределах —80 — — 100°С для холодильных агрегатов и в пределах +100°С для тепло­насосных. Нижняя граница определяется свойствами полупроводнико­вых материалов: верхняя граница—тем, что применение тепловых на­сосов для температур выше 100° С практически целесообразно.

В настоящее время разработаны и внедряются в промышленность различные термоэлектрические трансформаторы тепла — кондиционеры воздуха, домашние и другие холодильники, термостаты, вакуумные ло­вушки, холодильники для сельского хозяйства, гигрометры, медицинские приборы и др. [Л. 54].

Дата добавления: 2014-01-04