ГЛАВА 2 ЭЛЕМЕНТЫ ЯДЕРНОЙ ФИЗИКИ

1. α-Распад характерен для естественных радиоактивных элементов с большими порядковыми номерами (т.е. для элементов с малыми энергиями связи). Реакция этого вида превращения может быть показана на примере распада радия:

Таким образом, α-распад приводит к уменьшению порядкового номера вещества на 2 единицы и массового числа на 4 единицы.

Закон превращения ядра при α-распаде в общем виде может быть записан следующим образом:

где X - символ исходного ядра; Y - символ ядра - продукта распада.

α-Частицы, испускаемые данным изотопом, по своей энергии или однородны, или разделяются на небольшое число групп. Ис- пускание α-частиц различной энергии ядрами одного и того же вида может происходить при различных энергетических уровнях. Поэтому при распаде могут возникать возбужденные ядра (про-

дукты распада), которые, переходя в основное состояние, испускают γ-кванты. Наблюдаемые на опыте значения энергий γ-квантов равны разности энергий соответствующих двух групп α-частиц (с учетом энергии ядра отдачи).

2. Электронный β-распад характерен как для естественных, так и для искусственных радиоактивных элементов. Этот вид радиоактивного распада может быть представлен на следующем примере:

т.е. ядро испускает электрон и при этом возникает ядро нового элемента при неизменном массовом числе. Энергетический спектр β-частиц непрерывный, так как вылет электронов сопровождается выбросом нейтрино - элементарной частицы с массой менее 1/2000 массы покоя электрона. Суммарная энергия β-частиц и нейтрино равна максимальной энергии, характерной для данного изотопа. В общем виде электронный распад может быть записан следующим образом:

где ν - нейтрино.

При испускании β-частиц ядра атомов могут находиться в возбужденном состоянии. Переход их в невозбужденное состояние сопровождается испусканием γ-квантов.

3. Позитронный β-распад наблюдается у некоторых искусственных радиоактивных изотопов, например:

и в общем виде:

Следовательно, при позитронном распаде порядковый номер распадающегося атома уменьшается на единицу, а масса практи- чески не изменяется. Аналогично спектру энергии электронного β-распада спектр энергии позитронного распада непрерывен.

4. К-захват (захват орбитального электрона ядром). При этом процессе ядро захватывает электрон с К-оболочки и происходит такое же превращение ядра, как и при позитронном распаде:

Реакция в общем виде может быть записана так:

Позитронный распад и К-захват являются конкурирующими процессами. Если возможно испускание позитрона, то возможен и процесс К-захвата. В том случае, когда энергия γ-кванта меньше энергии покоя электрона (Е0< m0С²), единственным энергетически возможным процессом бывает К-захват.

При К-захвате единственной вылетающей из ядра частицей является нейтрино. При К-захвате возникает характеристическое рентгеновское излучение.

5. Деление ядер. Этот процесс наблюдается у радиоактивных элементов с большим атомным номером (например, ²³⁵U, ²³⁹Pu и др.) при захвате их ядрами медленных нейтронов. Вероятность осуществления деления ядер по сравнению с вероятностью их α-распада незначительна.

Одни и те же ядра при делении формируют различные пары осколков, которые представляют собой ядра средних массовых чи- сел, например:

В результате деления тяжелых ядер образуются осколки с избыточным количеством нейтронов. Эти осколки часто претерпевают несколько последовательных β-распадов, например:

Возникающие при самопроизвольном делении тяжелых ядер ядра легких элементов имеют большую энергию связи, приходящуюся на одну частицу. При этом выделяется энергия, соответ-

ствующая разнице энергии связи частиц в ядрах тяжелых и легких элементов. Это явление служит для получения ядерной энергии. В случае, если возникающие при делении одного ядра нейтроны вновь используются для последующего деления других ядер, реакция будет цепной. Условия для такой реакции создаются в реакторах. Когда цепная реакция нарастает лавинообразно в результате выделения энергии в течение короткого промежутка времени, происходит взрыв. Это явление возможно тогда, когда масса способного к делению материала достигает критической величины (например, в атомных зарядах при их взрывах).

6. Термоядерные реакции протекают лишь при температурах, достигающих нескольких миллионов градусов. В этих условиях ядра легких элементов, двигаясь с большими кинетическими энергиями, будут сближаться на малые расстояния и объединяться в ядра более тяжелых элементов, например:

На этом принципе основано устройство термоядерных зарядов. Они состоят из плутониевого запала, служащего для создания высокой температуры, и смеси изотопов легкого элемента.

При изучении процесса радиоактивного распада было установлено, что не все ядра радиоактивного изотопа распадаются одно- моментно, в каждую единицу времени распадается лишь некоторая доля общего числа радиоактивного элемента. Эта неизменная для каждого радиоактивного вещества величина, которая характеризует вероятность распада, была названа постоянной распада и обозначена λ.

Отсюда закон радиоактивного распада может быть сформулирован так: количество атомов данного изотопа, претерпевающего ядерное превращение в 1 с, пропорционально общему их количеству, или иначе: в равные промежутки времени имеет место ядерное превращение равных долей активных атомов изотопа.

Этот закон имеет следующее математическое выражение:

где N - количество активных атомов; dN - число ядерных превращений за промежуток времени t. Интегрируя это уравнение, получаем:

Постоянная интегрирования С определяется из начальных условий: t = 0; N = N₀. Подставив начальные условия в первое равенство, получим С = N₀. Поэтому в окончательном виде первое равенство примет вид:

где Т - период полураспада - время, в течение которого распадается половина всех атомов данного радиоактивного изотопа.

В зависимости от периода полураспада различают короткоживущие изотопы, период полураспада которых исчисляется долями секунды, минутами, часами, сутками, и долгоживущие изотопы, период полураспада которых составляет от нескольких месяцев до миллиардов лет.

Скорость ядерных превращений характеризуется активностью, т.е. числом ядерных превращений в единицу времени.

За единицу активности радиоактивного вещества принимается беккерель (Бк) - одно превращение в секунду. Килобеккерель (кБк), мегабеккерель (МБк) составляет 10⁶ Бк, гигабеккерель (ГБк) - 10⁹ Бк, терабеккерель (ТБк) - 10¹² Бк, петабеккерель (ПБк) - 10¹⁵ Бк. Внесистемная специальная единица активности - кюри (Ки). Кюри - единица активности радиоактивных веществ, определяемая как ак- тивность препарата данного изотопа, в котором в 1 с происходит 3,7?10¹⁰ ядерных превращений (1 Ки = 3,7?10¹⁰ Бк). Применяются и внесистемные производные от кюри: милликюри (мКи) - 0,001 кюри, микрокюри (мкКи) - 10^-6 кюри, нанокюри (нКи) - 10^-9 кюри, пикокюри (пКи) - 10^-12 кюри, аттокюри (аКи) - 10^-18 кюри.

Между активностью в единицах кюри и массой радиоактивных веществ в граммах существует определенная связь. Общее количе- ство активных атомов данного изотопа можно найти по формуле:

Отсюда понятно, что с уменьшением λ или возрастанием Т масса радиоактивного материала при одной и той же активности возрастает. Так, для ¹³¹I, для которого период полураспада равен 8,06 сут, масса 1 Ки составляет 0,008 мг, а масса 1 Ки ²³⁸U, для которого период полураспада равен 4,5 млрд лет, - около 3 т.

2.2. Взаимодействие ионизирующих излучений с веществом

Взаимодействие α-частиц с веществом

При взаимодействии α-частиц с веществом их энергия расходуется на возбуждение и ионизацию атомов среды. Эти процессы происходят в результате неупругих столкновений частиц с орбитальными электронами атомов. В отдельных (довольно редких) случаях α-частица может проникать в ядро, вызывая ядерную реакцию (α, n). Длина пробега α-частиц в веществе зависит от их начальной энергии, а также от порядкового номера, атомной массы и плотности материала. При расчетах длина пробега α-частиц определяется из экспериментальных формул. Так, например, для воздуха при 0 ?С и 760 мм рт. ст. пробег α-частиц с энергией от 3 до 8 МэВ может быть найден по формуле Гейгера с погрешностью до 5%:

Длина пробега α-частиц в других средах может быть определена по формуле Брэгга и Глессена:

где Е - энергия α-частиц, МэВ; А - атомная масса, г; Z - порядковый номер; ρ - плотность поглощающего вещества, г/см³.

Число пар ионов на единицу пути пробега, возникающих при взаимодействии α-частиц с веществом, зависит от глубины их проникновения. На рис. 1 представлен график изменения удельной плотности ионизации биологической ткани вдоль пробега α-частицы ²¹⁰Ро, Е_а которого равна 5,3 МэВ. В начале пробега α-частицы удельная ионизация остается постоянной, а по мере

Рис. 1. Изменение удельной плотности ионизации в биологической ткани вдоль пробега α-частиц ²¹⁰Ро (Е - 5,3 МэВ)

снижения энергии частицы она резко возрастает, достигая максимума в конце пути.

Обладая относительно большой массой и зарядом, α-частицы имеют незначительную проникающую способность. Так, для α-частиц с энергией 4 МэВ длина пробега в воздухе составляет 2,5 см, в биологической ткани - 31 мкм, в алюминии - 16 мкм. Вместе с тем для α-частиц характерны высокие показатели линейной передачи энергии.

Взаимодействие β-частиц с веществом

При прохождении β-частиц через вещество возможны упругие и неупругие взаимодействия с атомами поглощающей среды. Упругие взаимодействия заключаются в том, что сумма кинетических энергий взаимодействующих частиц после взаимодействия остается неизменной. При неупругом взаимодействии часть энергии взаимодействующих частиц передается образовавшимся свободным частицам или квантам (неупругое рассеяние, ионизация и возбуждение атомов, возбуждение ядер, тормозное излучение). Линейная передача энергии β-частиц при их взаимодействии с веществом пропорциональна плотности атомов в 1 см³ вещества n, порядковому номеру вещества Z и коэффициенту В - линейной функции 1ηΕ_β, т.е.:

При проникновении заряженной частицы в кулоновское поле ядра атома скорость ее меняется как по величине, так и по на- правлению. Ускорение частицы с зарядом zE и массой m в поле ядра с зарядом ZE пропорционально zZE, а энергия тормозного излучения, определяемая квадратом ускорения, будет пропорциональна z²Z²E²/m². Следовательно, энергия тормозного излучения тем больше, чем больше порядковый номер тормозящего вещества и чем меньше масса бомбардирующей частицы. Для относительно малых энергий β-частиц ионизационные потери невелики. Так, при энергии β-частиц или электронов около 1 МэВ ионизационные потери составляют примерно 95%, потери энергии на упругое соударение - 5%, потери на тормозное излучение ничтожны. Для свинца потери энергии на ионизацию и тормозное излучение

становятся равными при Ε_β - 6,9 МэВ. Для алюминия даже при Ε_β - 10 МэВ потеря энергии на излучение составляет около 10% потерь энергии на столкновение с ядрами. Для определения пробега β-частиц в различных средах используется эмпирическая формула. Для воздуха:

R = 400 ? Ε_β [см]. Для легких материалов (алюминий, стекло):

Rβ = 0,2 Ε_β [см] при Ε < 0,5 МэВ;

Rβ = 0,1 Ε_β [см] при Ε > 0,5 МэВ.

Удельная плотность ионизации, создаваемая β-частицами, примерно в 1000 раз меньше, чем для α-частиц той же энергии. Для β-частиц с энергией 4 МэВ длина пробега в воздухе составляет 17,8 м, в воде - 2,6 см, в алюминии - 9,8 мм.

При расчете защиты от β-излучения малых энергий, для которых ионизационные потери несущественны, необходимо, чтобы толщина защитного экрана была равна или больше максимального пробега частицы в данном материале. При этом следует использовать материалы с малым Z. При высоких энергиях β-частиц часто необходимо осуществлять защиту от тормозного рентгеновского излучения.

Взаимодействие рентгеновского и γ-излучений с веществом

При прохождении через различные среды пучка рентгеновского или γ-излучения в результате взаимодействия квантов с веществом отмечается уменьшение его интенсивности. Взаимодействие же квантов излучения при этом характеризуется тем, что каждый фотон выбывает из пучка в результате одиночного акта. Следовательно, число выбывающих из пучка фотонов dI пропорционально проходимому ими слою вещества dx:

dI =- μ ? I ? dx,

где μ - коэффициент пропорциональности (называемый коэффициентом ослабления). Εατπτ излучение моноэнергетическое, то значение μ постоянно и интегрирование предыдущего выражения дает:

Ix = I₀ ? e ^-μχ.

x 0

Так как x может быть выражено в сантиметрах, граммах на 1 см², а также числом атомов или электронов на 1 см² и произведение должно быть безмерным, коэффициент ослабления μ, иногда называемый эффективным сечением, соответственно выражается в см^-1, см²/г, см²/атом и см²/электрон.

Изменение интенсивности излучения в отдельных случаях выражают не через коэффициент ослабления, а через слой половинного ослабления Δ. Слоем половинного ослабления называется такая толщина поглощающей среды, при прохождении которой интенсивность излучения уменьшается в 2 раза. Этот показатель можно рассчитать по следующему соотношению:

В области энергии квантов от 60 кэВ до 50 МэВ имеют место главным образом следующие процессы их взаимодействия с веществом:

• фотоэлектрический эффект, при котором фотон передает всю свою энергию связанному электрону, причем часть энергии расходуется на преодоление связи электрона с атомом, а остальная превращается в кинетическую энергию электрона; этот эффект преобладает при энергиях 1-500 кэВ и уменьшается с увеличением Е;

• рассеяние атомными электронами, в результате которого фотон отклоняется от своего первоначального направления с потерей или без потери энергии; при энергиях, значительно превышающих энергию связи электронов, фотоны рассеиваются так, как если бы электроны были свободны и покоились; в этом случае имеет место эффект Комптона; в области около 1 МэВ он является преобладающим видом взаимодействия;

• образование пар, при котором фотон в поле ядра атома или электрона исчезает и рождается пара электрон-позитрон, полная кинетическая энергия которой равна энергии фотона, уменьшенной на энергию покоя двух появившихся частиц; этот процесс наблюдается при энергии более 1 МэВ и становится преобладающим видом взаимодействия при возрастании энергии.

Указанные три процесса могут происходить независимо друг от друга, поэтому полный коэффициент ослабления μ можно раз-

бить на три части: τ - для фотоэлектрического эффекта, δ - для рассеяния и κ - для образования пар; коэффициент ослабления равен сумме указанных коэффициентов:

На рис. 2 представлены кривые, показывающие изменения τ, δ, κ и μ в зависимости от энергии γ-излучения для вещества с малым Z (А1) и большим Z (РЬ). На рисунке видно, что при небольших энергиях преобладает фотоэлектрическое поглощение, а при больших энергиях ослабление полностью определяется образованием пар. Однако относительное значение каждого из указанных видов взаимодействия меняется в зависимости от атомного номера поглощающего вещества. Для Al (Z = 13) в интервале между 0,3 и 3 МэВ ослабление почти полностью связано с комптоновским рассеянием, а для РЬ (Z = 82) в интервале от 3 до 5 МэВ все три главных процесса играют существенную роль.

По формуле dI = - μΤ-dx можно определять только интенсивность первичного излучения. Однако пренебречь квантами, испытавшими одно- и многократное рассеяние, можно лишь при коллимации пучка излучения, т.е. в случае «узкого пучка». Если в пучке квантов роль рассеянного излучения велика, такой пучок будет называться «широким пучком». Для этого случая интенсивность излучения параллельного пучка за защитой определяется по формуле:

где I₀ - интенсивность излучения в той же точке без защиты; В_э (hv, Z, μχ) - энергетический фактор накопления, который зависит от энергии квантов, порядкового номера поглощающего вещества и величины свободного пробега.

Численные значения энергетических факторов накопления, а также кратность ослабления различных по толщине материалов с учетом этого показателя, которые используются при расчете защиты, можно найти в ряде справочников по защите от ионизирующих излучений.

Рентгеновское и γ-излучения обладают высокой проникающей способностью, и длина пробега их в воздухе достигает сотен метров.

Рис. 2. Изменение τ, δ, κ и μ в зависимости от энергии γ-излучения для вещества с малым Z (а - алюминий) и большим Z (б - свинец)

Взаимодействие нейтронов с веществом

При прохождении пучка нейтронов через вещество возможны два вида их взаимодействия с ядрами вещества. Во-первых, в результате соударения нейтронов с ядрами бывает упругое и неупругое рассеяние нейтронов, во-вторых, происходят ядерные реакции типа (n, α), (n, р), (n, 2р) и деление тяжелых ядер.

Изменение плотности потока нейтронного излучения (dI) в результате взаимодействия нейтронов с веществом будет пропорционально плотности потока нейтронов (I), числу атомов вещества в единице объема (N) и длине пути нейтронов в веществе (dx), т.е.

Если обозначать I₀ плотность потока нейтронов на поверхности защиты, т.е. при χ = 0, а I_x - плотность потока нейтронов за слоем защиты χ, то в результате интегрирования предыдущего выражения получим:

Коэффициент пропорциональности δ, характеризующий вероятность любого взаимодействия нейтрона с атомами вещества, имеет размерность см² и называется микроскопическим эффек- тивным поперечным сечением ядра.

Сущность понятия «эффективное поперечное сечение» заключается в следующем. Пусть тепловые нейтроны проходят через 1 см³ азота (в 1 см³ азота при нормальных условиях содержится 10¹⁸ атомов). Эффективное микроскопическое сечение реакции (n, p) при 10⁶ падающих тепловых нейтронов и соответствующем им одном ядерном превращении будет равно:

• В зависимости от энергии нейтронов обычно преобладают те или иные виды их взаимодействия с веществом. По уровню энергии они могут быть условно разделены на следующие группы. Медленные нейтроны. Они подразделяются на холодные нейтроны с энергией менее 0,025 эВ, тепловые (с энергией от 0,025 до 0,5 эВ) и надтепловые (с энергией выше 0,5 эВ). В поглощающей среде обычно наблюдается реакция захвата медленных нейтронов.

• Резонансные нейтроны. Наблюдаются в области энергий от нескольких электронвольт до 500 эВ. У таких нейтронов велика вероятность поглощения тяжелыми ядрами (Au, U и др.).

• Промежуточные нейтроны с энергией от 0,5 кэВ до 0,5 МэВ. Для нейтронов этой группы наиболее типичным процессом взаимодействия с веществом является упругое рассеяние.

• Быстрые нейтроны с энергией от 0,5 до 20 МэВ. Эти нейтроны характеризуются как упругим, так и неупругим рассеянием и возникновением ядерных реакций.

• Очень быстрые нейтроны с энергией 20-300 МэВ. Отличаются ядерными реакциями с вылетом большого числа частиц.

• Сверхбыстрые нейтроны с энергией свыше 300 МэВ. Отличаются слабым взаимодействием с ядрами (прозрачность ядер для сверхбыстрых нейтронов) и появлением «реакции скалывания», в результате которой бомбардируемое ядро испускает несколько осколков.

При проведении расчета защиты от нейтронного излучения следует помнить, что защита от этого вида излучения основывается на поглощении тепловых и медленных нейтронов, а быстрые нейтроны должны сначала замедляться. Нейтроны с энергией свыше 0,5 МэВ рассеиваются на ядрах поглощающей среды, испытывая неупругие столкновения. При этом ядра среды нахо- дятся в возбужденном состоянии и испускают γ-кванты; кроме того, под действием нейтронного излучения многие материалы активизируются. В этой связи защитные свойства материалов от нейтронного излучения определяются их замедляющей и поглощающей способностью, степенью их активации и захватным γ-излучением.

Быстрые нейтроны наиболее эффективно замедляются веществами с малым порядковым номером. К таким материалам отно- сятся водородсодержащие вещества: парафин, вода, бетон, пластмассы и др. Для эффективного поглощения тепловых нейтронов используют материалы, обладающие большим сечением захвата (материалы с бором и кадмием: борная сталь, бораль, борный графит, сплав кадмия со свинцом и др.).

γ-Излучение наиболее эффективно ослабляется материалами с высокой плотностью. Проникающая способность потока нейтронов сравнима с таковой, характерной для γ-излучения.

2.3. Базовые дозиметрические величины

Мерой взаимодействия ионизирующих излучений с веществом являются базовые дозиметрические единицы. К ним относятся флюенс ионизирующих частиц, полная линейная передача энергии, керма, экспозиционная доза, поглощенная доза.

Флюенс ионизирующих частиц - отношение ионизирующих частиц, проникающих в элементарную сферу, к площади центрального сечения этой сферы. Указанная величина является количественной характеристикой поля излучения. Она определяется следующим образом. Поместим в поле излучения абсолютно прозрачную пробную сферу с площадью сечения, равной dS. Подсчитаем число dN частиц, которые пересекут поверхность и попадут внутрь сферы. Флюенс частиц определяется как отношение числа проникающих в сферу частиц dN к площади поперечного сечения сферы dS: Ф = dN / dS. Размерность флюенса частиц: частица/см².

Линейная передача энергии (ЛПЭ) - LET - linear energy transfer - полная средняя энергия частиц, потерянная заряженной частицей во всех столкновениях с электронами и поглощенная веществом. Единица ее измерения - Дж/м. В качестве внесистемной единицы используют электронвольт на микрометр (эВ/мкм) воды. При этом имеет место соотношение: 1 эВ/мкм = 0,16 Дж/м.

Легкие заряженные частицы - электроны и позитроны - являются излучением с низкой ЛПЭ, тяжелые частицы - протоны, α-частицы, ядра отдачи и др. - с высокой ЛПЭ. Этот показатель не применяется для характеристики косвенно ионизирующего излучения, но, учитывая вторичный ионизационный эффект этих излучений, γ- и рентгеновское излучения характеризуют как излучения с малой ЛПЭ, а потоки нейтронов - как излучение с большой ЛПЭ.

Керма является величиной, отражающей взаимодействие поля косвенно ионизирующего излучения с веществом [kinetic energy released in material (kerma)]. Она определяется как отношение среднего значения суммы начальных кинетических энергий всех заряженных ионизирующих частиц (электронов, позитронов, протонов, α-частиц и др.), образовавшихся под действием ионизирующего излучения в элементарном объеме вещества, к массе вещества в этом объеме. Единица измерения кермы - Дж/кг - называется грей (Гр) (по имени английского физика Л. Грея).

Экспозиционная доза (первая количественная мера ионизирующего излучения) характеризует взаимодействие поля фотонного излучения с воздухом. Она пропорциональна энергии фотонов, затраченной на ионизацию молекул воздуха, и равна отношению средней величины суммарного заряда всех ионов одного знака, созданных в воздухе, к массе объема воздуха, в которой освобожденные фотонами электроны и позитроны полностью остановились. Единица экспозиционной дозы - кулон/килограмм (Кл/кг). Внесистемная единица экспозиционной дозы - рентген (Р).

1Р = 2,58?10^-4 Кл/кг и соответствует образованию 2,08?10⁹ пар ионов в 1 см³ воздуха при нормальных условиях.

Учитывая среднюю энергию ионизации воздуха, равную 33,85 эВ, энергетический эквивалент кулона на килограмм равен

1 Кл/кг = 33,85 Дж/кг.

Экспозиционная доза является аналогом кермы фотонов в воздухе. Соотношение между кермой в воздухе и экспозиционной дозой:

8,7?10^-3 Гр = 1 Р.

Степень, глубина и форма лучевых поражений, развивающихся среди биообъектов при воздействии на них ионизирующего излу- чения, в первую очередь зависят от величины поглощенной энергии излучения. Для характеристики этого показателя используют понятие «поглощенная доза», т.е. энергия излучения, поглощенная в единице массы облучаемого вещества. За единицу поглощенной дозы излучения принимают джоуль на килограмм (Дж/кг) (см. понятие «керма») - грей. В радиобиологии и радиационной гигиене ранее широкое применение получила внесистемная единица поглощенной дозы - рад:

1 рад = 1?10^-2 Гр = 100 эрг/г.

В практике радиационной защиты используют понятие «мощность дозы» - отношение приращения дозы dD за интервал времени dt: dD/dt (Гр-с^-1).

Мощность дозы γ-излучения можно определить, если известна постоянная G мощности воздушной кермы радионуклида. Она выражается через мощность поглощенной дозы в воздухе, создаваемой γ-излучением точечного изотропного источника активностью 1 Бк на расстоянии 1 м от него (без начальной фильтрации). Единица ее измерения - аГр*м²/(с*Бк).

При расчете защиты часто используют внесистемный показатель - «γ-постоянную (К)» любого излучающего изотопа, ее размерность - Р*см²/(мКи*ч). Ниже представлено соотношение кермы-постоянной и γ-постоянной: G [аГр*м²/(с*Бк)] - 6,55 ? К [Р*см²/(мКи*ч)].

В табл. 1 представлены основные единицы измерения, используемые для характеристики радиоактивности химических элемен- тов и полей ионизирующих излучений.

Таблица 1. Основные единицы измерения, используемые для характеристики радиоактивности химических элементов и полей ионизирующих из- лучений