С.Г.Кадменский
Воронежский государственный университет

Протонная радиоактивность и границы нуклонной устойчивости ядер

В статье рассказывается о свойствах нового вида радиоактивности атомных ядер - протонного распада основных состояний ядер. Показывается, как протонная радиоактивность связана с границами существования атомных ядер в природе. Демонстрируются возможности современных квантово-механических подходов для описания свойств этого явления.

Введение

    Начало восьмидесятых годов обогатило ядерную физику открытием нового вида радиоактивных превращений атомных ядер. К известным ранее четырем типам радиоактивности - альфа, бета, гамма-распадам и делению ядер (об этих и других видах радиоактивности смотри в работах [1-4] ) добавился протонный распад , при котором родительское ядро , находясь в основном состоянии, самопроизвольно испускает протон с образованием определенного состояния (не обязательно основного) дочернего ядра .
    Путь к открытию протонной радиоактивности был далеко не простым. Вначале был обнаружен вылет протонов из высоковозбужденных и поэтому короткоживущих состояний ядер, заселяемых при бета-распаде или в различных ядерных реакциях. В 1970 году были зафиксированы протоны, связанные с распадом изомерного состояния ядра ^53mCo₂₇ ( изомерным состоянием называется такое возбужденное состояние, время жизни ядра в котором достаточно велико ,чтобы можно было накапливать заметные количества ядер в этом состоянии) . Для осуществления же протонного распада из основных состояний ядер необходимо было создать такие ядра, в которых протон не был бы связан с дочерним ядром, образующимся после вылета протона из родительского ядра, то - есть энергия относительного движения протона и дочернего ядра Q_p была бы положительной: Q_p > 0. Подобные ядра, как будет показано ниже, являются сильно - нейтронодефицитными, то - есть при данном числе протонов Z они имеют число нейтронов N, заметно меньшее числа N₀, определяющего число нейтронов в наиболее устойчивом при данном Z ядре. В земных условиях подобные ядра не образуются и их не удавалось получить при использовании всего спектра ядерных установок, начиная с атомных реакторов и кончая ускорителями различных типов. Поэтому для наблюдения протонной радиоактивности вначале необходимо было создать в необходимых количествах абсолютно новые по протон -нейтронному составу ядра.
    С теоретической точки зрения для получения таких ядер естественно было использовать реакцию слияния более легких стабильных ядер. Например, первое из протонораспадных ядер - ¹⁵¹Lu₇₁ было синтезировано в ядерной реакции вида :

Поток ионов никеля падает на рутениевую мишень и при слиянии ядер никеля и рутения возникает составное ядро гафния, находящееся в высоко возбужденном состоянии. При распаде этого ядра с испусканием одного протона и двух нейтронов возникает искомое ядро лютеция, причем сечение реакции (1) равно 70 микробарн (1 барн = 10^-24 см²). Для сравнения укажем, что полные сечения ядерных реакций с участием многозарядных ионов имеют значения порядка 0.1 барна и соизмеримы с максимальной площадью геометрического сечения ядер. Для осуществления ядерных реакций типа (1) необходимо было создать ускорители многозарядных ионов с достаточно большими интенсивностями пучков и достаточно высокими энергиями ионов, позволяющими преодолеть мощное кулоновское отталкивание сталкивающихся ядер.
    Первое протонораспадное ядро ¹⁵¹Lu₇₁ было получено в 1981 году на рекордном по своим параметрам ускорителе многозарядных ионов в Дармштадте (Германия). В последующие годы техника подобных экспериментов была существенно улучшена за счет применения различных типов современных спектрометров и детекторов. К началу 1998 года на различных ускорителях многозарядных ионов, использующих ионы ⁴⁰Ca, ⁵⁴Fe, ⁵⁸Ni, ⁷⁸Kr, ⁹²Mo, ¹¹²Sn и другие, в реакциях слияния типа (1) с испусканием из составного ядра до пяти нуклонов и с минимальными сечениями порядка 10^-2 микробарн, то есть в тысячи раз меньшими, чем в первых дармштадтских экспериментах, удалось получить заметное число протонораспадных ядер. К настоящему времени исследовано более 30 ядер, испытывающих протонный распад из основных и изомерных состояний, которые заполняют довольно широкую по Z и A область от ⁵³Co₂₇ до ¹⁸⁵Bi₈₃. Процесс получения новых подобных ядер интенсивно продолжается и в настоящее время.
    С чем же связан не снижающийся интерес к протонной радиоактивности ядер? Ответ на этом вопрос связан не только с естественным желанием детально исследовать новый вид ядерной радиоактивности. Дело в том, что изучение протонного распада ядер позволяет получить уникальную информацию о границах нуклонной устойчивости ядер в природе и свойствах ядер в окрестности этих границ.

Границы нуклонной устойчивости ядер.
“Дрип”-линии и протонный распад.

    Одной из важнейших характеристик атомных ядер, определяющей их устойчивость относительно различных каналов распада, является энергия связи ядер E_св(Z,N), зависящая от нуклонного состава ядер. Детали теоретического описания этой энергии можно увидеть в работах [1,3].
    Среди ядер - изотопов данного химического элемента, характеризуемого единым числом протонов Z и, следовательно, единым зарядом, наиболее устойчивым является изотоп, для которого величина энергии связи ядра, приходящаяся на один нуклон, (Z,N) = E_св(Z,N)/A максимальна. Для легких элементов с Z < 20 максимум величины (Z,N) при изменении числа нейтронов достигается при N = N₀ = Z. С ростом Z из-за увеличения энергии кулоновского отталкивания протонов величина (Z,N) достигает максимума уже при N = N₀ > Z, когда у наиболее устойчивого изотопа появляется избыток нейтронов ₀ = N₀ - Z, причем величина этого избытка растет с ростом Z и достигает больших значений ₀ = 50 для очень тяжелых химических элементов с Z > 100.
    Энергию отделения протона (нейтрона) S_p (S_n) от ядра (Z,N) с образованием дочернего ядра (Z-1,N) ((Z,N-1)) можно определить как:

Заметим, что величины S_p(Z,N) (S_n(Z,N)) с точностью до знака совпадают с энергиями относительного движения Q_p (Q_n) протона (нейтрона) и дочернего ядра в основном состоянии: Q_p = -S_p(Z,N) (Q_n = -S_n(Z,N)). Величины S_p(Z,N) и S_n(Z,N) имеют максимальные значения для данного Z при N = N₀. При уменьшении числа нейтронов N от N = N₀, то есть при переходе к нейтронодефицитным ядрам, величина S_p(Z,N) уменьшается и при некотором значении N = N_dp становится равной нулю: S_p(Z,N_dp) = 0. Атомные ядра с подобными значениями Z, N = N_dp соответствуют так называемой протонной “дрип” - линии, на которой один из протонов ядра полностью теряет энергию связи с остальными нуклонами ядра. Английское слово “дрип” переводится как “капать”, “падать каплями”, что физически соответствует ситуации, когда от ядра , как маленькие капельки начинают отделяться несвязанные протоны.
    При увеличении величины N от N = N₀, то - есть при переходе к нейтроноизбыточным ядрам величина S_n(Z,N) начинает уменьшаться и при некотором значении N = N_dn обращается в нуль: S_n(Z,N) = 0. Атомные ядра с подобными значениями Z, N = N_dn соответствуют нейтронной “дрип”-линии, на которой один из нейтронов полностью теряет энергию связи с остальными нуклонами ядра.

Рис.1. Протон ядерный потенциал V(R), рассчитанный для родительского ядра 167Ir для двух значений орбитального квантового числа вылетающего протона l = 0, l = 5.

    На рисунке 1 работы [1] представлены локализации протонной и нейтронной “дрип” - линий (они называются в [1] границами протонной и нейтронной стабильности) в зависимости от числа протонов и нейтронов в ядрах. Черными квадратами на этом же рисунке показаны наиболее устойчивые изотопы. Видно, что протонная “дрип” - линия лежит существенно ближе к области стабильных изотопов, нежели нейтронная “дрип”-линия, что связано с влиянием на энергию связи ядер кулоновского отталкивания между протонами. Например, для изотопов Ne₁₀ величина N₀ = 10, а значения N_dp и N_dn равны соответственно 7 и 22.
    Ядра, достаточно удаленные от границы нуклонной стабильности, определяемой “дрип” -линиями , имеют достаточно большие положительные значения энергий Q_p или Q_n и поэтому имеют очень короткое время жизни из-за неустойчивости по отношению к протонному или нейтронному распаду. Такие ядра не могут в заметных количествах накапливаться в любых процессах, протекающих в природе. Поэтому “дрип”-линии фактически определяют границу формирования различных химических элементов во Вселенной в любых ядерных астрофизических процессах, например , в процессах термоядерного синтеза или при взрывах сверхновых звезд.
    Протонный распад атомных ядер из основных состояний можно наблюдать, если атомное ядро находится за пределами области, ограниченной протонной “дрип”-линией. Заметим, что, хотя ядра, соответствующие протонной “дрип”-линии, экспериментально исследованы для широкого интервала значений Z, включающего как легчайшие, так и средние и достаточно тяжелые по A ядра, протонная радиоактивность ядер, находящихся в основных состояниях, обнаружена лишь в области средних и тяжелых ядер с Z > 51. Физическая информация, получаемая из анализа протонной радиоактивности ядер, является уникальной и зачастую единственной для детального понимания структуры ядер вблизи границ области их реального существования в природе.

Характеристики протонного распада и его теоретическое описание

    Радиоактивные атомные ядра могут распадаться , в принципе, в различные каналы распада , такие как альфа-распад, бета-распад, деление ядер, протонный распад и другие. Поэтому полная вероятность распада ядра в единицу времени λ представляется как , где λ_i - вероятность распада ядра в единицу времени в канал i. Тогда доля b_i распадов ядра в канал i определяется как 
b_i = λ_i/λ.
    В экспериментах по анализу протонного распада обычно находятся полный период полураспада родительского ядра T_1/2 ( связь величины T_1/2 с вероятностью распада ядра в единицу времени обсуждается в работах [2,3] ), энергия E_p вылетающего протона, а также доля b_p протонного канала распада. Если принять, что родительское ядро, испытывающее протонный распад, находится в покое, то вследствие закона сохранения полного импульса системы импульс вылетающего протона будет равен с обратным знаком импульсу дочернего ядра. Поэтому энергия вылетающего протона E_p связана с полной энергией относительного движения протона и дочернего ядра Q_p соотношением E_p = Q_p(A - 1)/A, где A- атомный вес родительского ядра.
    Для всех исследованных протонораспадных ядер энергии вылетающего протона E_p меняются в интервале от 0.5 Мэв до 2 Мэв. В свою очередь доли протонного распада b_p лежат в интервале от 0.004 до 1, причем основную конкуренцию протонному распаду составляет бета-распад для ядер с A < 151 и альфа-распад - для более тяжелых ядер. Наконец, парциальные протонные периоды полураспада изменяются в интервале от 1 микросекунды до 50 секунд. Заметим, что наблюдение ядер с протонными периодами полураспада, заметно большими 100 секунд, затруднено из-за сильной конкуренции с бета и альфа - распадами, а с периодами полураспада, меньшими нескольких микросекунд, невозможно из-за ограничений, связанных с экспериментальным временем сепарации и накопления протонораспадных ядер, образующихся в реакциях типа (1).
    Возникает вопрос, что же заставляет протон с положительной энергией Q_p конечное время находиться внутри родительского ядра. Ответ на этот вопрос связан с существованием для протона потенциального барьера. На рисунке 1 изображен потенциал взаимодействия протона и дочернего ядра V(R) в зависимости от расстояния R между центрами тяжести протона и дочернего ядра на примере ядра ¹⁶⁷Ir₇₇. Этот потенциал является суммой притягивающего ядерного потенциала, который быстро спадает до нуля , когда величина R становится большей радиуса дочернего ядра, и отталкивательного кулоновского потенциала , который при больших R представляется в виде
(Z-1)e²/R. Если протон в родительском ядре находится в состоянии с орбитальным квантовым числом l, то к кулоновскому потенциалу добавляется еще и отталкивательный центробежный потенциал вида ²l(l + 1)/R², где - постоянная Планка. Тогда в поверхностной области ядра в потенциале V(R) формируется потенциальный барьер, высота которого B для всех исследованных случаев протонораспадных ядер превосходит 7 Мэв и оказывается заметно больше энергии Q_p. Тогда ясно, что для вылета из родительского ядра протон должен преодолеть указанный потенциальный барьер. В рамках классической механики протон в принципе не может проникнуть в подбарьерную область, где кинетическая энергия относительного движения протона и дочернего ядра, равная (E_p - V(R)), становится отрицательной. Проблема проникновения частицы через потенциальный барьер была решена Гамовым в 1928 году при построении им теории альфа-распада на основе представлений только что родившейся науки- квантовой механики. Поскольку с квантовомеханической точки зрения протон обладает волновыми свойствами, он с определенной вероятностью P_p может преодолеть потенциальный барьер и выйти из внутренней во внешнюю область родительского ядра. Подробнее об эффекте туннелирования частицы через потенциальный барьер можно прочитать в работе [4]. Тогда вероятность протонного распада ядра в единицу времени λ_p может быть представлена как:

где множитель 2v_p, равный удвоенной эффективной частоте колебаний протона во внутренней области родительского ядра, определяет число ударов протона в единицу времени о стенку барьера, а множитель Z_p, называемый спектроскопическим фактором, определяет вероятность формирования состояний вылетающего протона и дочернего ядра, отвечающих исследуемому каналу протонного распада, в исходном состоянии родительского ядра. Этот фактор, в общем случае отличный от единицы, достаточно строго рассчитывается в современных многочастичных моделях атомного ядра [2, 5] и несет важную информацию о конкретной структуре родительского и дочернего ядер.

Протонный распад и структура ядер вблизи границы их нуклонной устойчивости.

    При экспериментальных исследованиях протонного распада ядер удалось получить информацию о значениях энергии отделения протонов S_p  = - Q_p в окрестности протонной “дрип” - линии. Эти значения S_p в целом разумно согласуются с предсказаниями, и полученными на основе формул капельной модели ядра для энергии связи ядер E_св(Z,N) [1, 3] с параметрами, рассчитанными при использовании энергий связи наиболее устойчивых ядер. Это означает, что современные представления о структуре ядер позволяют делать достаточно надежные оценки и для новых, ранее не исследованных областей ядер, включая и области нуклонной нестабильности ядер. В то же время в ряде случаев наблюдаются расхождения в предсказанных и экспериментально наблюдаемых значениях S_p, достигающие по величине 200 кэВ.

Рис.2. Контурная карта распределения параметра деформации в различных областях атомных ядер. Протонная “дрип” -линия показана сплошной линией, наиболее устойчивые ядра показаны черными квадратами, известные протонораспадные ядра представлены черными кружками

    Первые теоретические расчеты протонных периодов полураспада основывались на представлении о сферичности родительского и дочернего ядер и опирались на формулу (3). В рамках этого подхода удалось описать протонные периоды полураспада определенного числа ядер, например,¹⁰⁵Sb, ¹⁴⁵Tm, ¹⁴⁷Tm, ¹⁵⁰Lu, ¹⁵¹Lu, ¹⁵⁶Ta, ¹⁵⁷Ta, ¹⁶⁰Re, ¹⁶¹Re, ¹⁷¹Au, ¹⁷⁷Tl, и других. Однако достаточно скоро стало ясно [5], что протонораспадные ядра в общем случае не являются сферическими. Формы многих из этих ядер оказываются близкими к форме вытянутого или сплюснутого эллипсоида вращения. Такой эллипсоид характеризуется тремя взаимно ортогональными осями , причем величина его полуоси a вдоль оси вращения, отличается от величин его полуосей b = c, направленных перпендикулярно к оси симметрии. Это отличие можно охарактеризовать параметром деформации β = (a - b)/a, который для сферического ядра имеет значение равное нулю, а для вытянутого (сплюснутого) вдоль оси симметрии ядра имеет положительное (отрицательное) значение. Как видно из рисунка 2 , где различными цветами представлены теоретические предсказания параметров деформации для широкой области ядер, в случае протонораспадных ядер можно ожидать большого разнообразия форм ядер.
    В работе [5] была развита теория протонного распада деформированных ядер, последовательно учитывающая несферичность потенциального барьера и влияние деформации на состояния родительского ядра, вылетающего протона и дочернего ядра. Результаты расчетов на основе этой теории [5] позволили не только описать экспериментальные протонные периоды полураспада, но и получить информацию о значениях параметров деформации , которые оказались в хорошем согласии с теоретическими предсказаниями, для таких деформированных ядер, как ¹⁰⁹I, ¹¹³Cs, ¹³¹Eu, ¹⁴⁰Ho, ¹⁴¹Ho, ^141mHo и других, а также о детальной структуре состояний родительского и дочернего ядер. В настоящее время подобные расчеты проводятся и для тех ядер, (например, ¹⁴⁷Tm, ¹⁵¹Lu, ¹⁵⁰Lu), для которых в ранних расчетах использовалось представление об их сферичности и которые могут иметь не только вытянутую, но и, как следует из рис.2, сплюснутую форму.
    В рамках данной теории было сделано предсказание о возможности наблюдения тонкой структуры спектров вылетающих протонов. Дело в том, что при протонном распаде родительского ядра могут заселяться не только основное, но и возбужденные состояния дочернего ядра, что приводит к появлению в спектре вылетающих протонов нескольких протонных групп, заметно отличающиеся по энергии. Особенно интересная ситуация возникает при протонном распаде нечетных по Z и четных по N родительских ядер, когда после вылета протона образуется четно-четное дочернее ядро. В случае, если это ядро имеет заметную деформацию
(β > 0.2), то его первое возбужденное состояние соответствует вращению ядра как целого и имеет достаточно низкую энергию возбуждения E₁ ≈ (150-200) кэВ. В этом случае, как показывают теоретические оценки, для ряда ядер отношение вероятности λ_p1 протонного распада с переходом на первое возбужденное состояние дочернего ядра к вероятности λ_p0 протонного распада на основное состояние дочернего ядра может иметь значение > 0.1. Экспериментальные измерения энергий групп вылетающих протонов, связанных с заселением основного и возбужденных состояний дочернего ядра, а также вероятностей λ_p0 и λ_p1 позволяют получить прямую информацию о характере деформации дочернего и, следовательно, родительского ядра (деформация ядра слабо меняется при уменьшении заряда ядра на единицу) и о структуре орбитали, на которой находится вылетающий из родительского ядра протон. В настоящее время подобные эксперименты успешно завершились в Аргоннской Национальной Лаборатории (США), где обнаружено появление двух протонных линий при распаде сильно деформированного (β = 0.35) ядра ¹³¹Eu₆₃. Результаты анализа интенсивностей этих линий полностью подтвердили справедливость теоретических представлений [5].

Угловые распределения протонов, испускаемых ориентированными ядрами,
и форма протонораспадных ядер

    Для ряда протонораспадных ядер теоретический анализ не позволяет однозначно определить их форму. Например, для ядра ¹⁴⁵Tm₆₉ теоретические расчеты приводят к хорошему описанию наблюдаемого периода полураспада при значениях параметра деформации , соответствующих сферической (= 0), вытянутой
(= 0.25) и сплюснутой (= -0.25) формам этого ядра. Для решения данной проблемы автором настоящего обзора было предложено исследовать угловые распределения протонов, испускаемых ориентированными ядрами. В очень сильных однородных и стационарных магнитных полях с магнитной индукцией из-за существования ядерного магнитного дипольного момента удается сориентировать спин ядра по направлению вектора . Угловое распределение протонов, испускаемых подобным ядром, относительно направления вектора оказывается сильно чувствительным к значениям спина ядра . В свою очередь значение спина ядра для нечетных по Z и четных по N ядер сильно зависит от значения параметра деформации . Поэтому наблюдение формы углового распределения протонов, испускаемых ориентированными ядрами, позволяет получить информацию о значении параметра деформации и, следовательно, о форме протонораспадного ядра.
    Заметим, что для проведения подобных экспериментов требуются магнитные поля с большими напряженностями 1 млн гаусс и сверхнизкие температуры (10^-2)⁰ K. Оптимизм внушает то обстоятельство, что при подобных значе-ниях напряженностей магнитных полей и температур были успешно прове-дены экспериментальные исследования угловых распределений альфа-частиц, испускаемых ориентированными ядрами.
    В настоящее время некоторые ведущие лаборатории мира исследуют возможности проведения подобных экспериментов для протонораспадных ядер и, возможно, скоро будут получены первые результаты.

Двухпротонная радиоактивность

    В настоящее время ведутся интенсивные поиски нового вида радиоактивности ядер, связанные с распадом ядер с одновременным испусканием двух протонов. Возможность такого двухпротонного распада ядер была предсказана В.И. Гольданским (см. ссылку работы [3]) и связана с тем, что из-за эффектов куперовского спаривания нуклонов [6] некоторые четные по Z ядра, стабильные к испусканию одного протона, могут оказаться нестабильными к испусканию сразу двух протонов. Примером таких ядер являются ядра ⁶Be₄ и ¹²O₈, которые из-за двухпротонного распада имеют исключительно короткие времена жизни (10^-20 с ). Из-за специфических правил отбора, возникающих для двухпротонного распада, только ядра ⁶Be₄ и ¹²O₈ могут распадаться испусканием двух протонов из основных состояний с образованием дочерних ядер ⁴He₄ и ¹⁰C₆ в основных состояниях. Для всех остальных ядер двухпротонный распад с образованием основных состояний дочерних ядер возможен только при распаде возбужденных состояний родительских ядер. В настоящее время было сообщено об экспериментальных наблюдениях двухпротонных распадов из возбужденных состояний ядер ¹⁴O₈ и ¹⁷Ne₁₀ на основные состояния дочерних ядер ¹²C₆ и ¹⁵O₈. Анализ двухпротонного спектра из экспериментов по распаду ядра ¹⁵O₈ четко демонстрирует трехчастичный механизм распада этого ядра, когда два вылетающих протона не образуют сильно коррелированного (“кластерного” по терминологии работы [6] ) состояния типа ²He₂, а в конечном канале наблюдаются три частицы: два несвязанных протона и дочернее ядро ¹²C₆. Этот результат имеет исключительно важное значение, поскольку он дает возможность изучать трехчастичные корреляции в ядрах и ядерных реакциях.

Проблемы определения границ нейтронной устойчивости ядер

    Обсудим теперь коротко проблему обнаружения ядер, лежащих на нейтронной “дрип”-линии , и нейтронной радиоактивности, проявляющейся в нейтронном распаде ядер из основных состояний. Как отмечалось выше, нейтронная “дрип”-линия связана с атомными ядрами, имеющими очень большой нейтронный избыток. Из-за исключительных трудностей, стоящих на пути экспериментаторов при получении таких ядер, в настоящее время нейтронная “дрип”-линия исследована только для легчайших изотопов с Z < 9 (самым тяжелым из них является изотоп ²⁹F₉). При этом не удалось обнаружить ни одного примера нейтронных распадов из основных состояний ядер, которые имели бы достаточно большие времена жизни для накопления этих ядер в заметных количествах, и, следовательно, для детального экспериментального исследования свойств указанных ядер.
    В то же время получение легких ядер с большим нейтронным избытком привело к открытию нового в ядерной физике явления, которое связано с существованием в ряде ядер нейтронного гало, то есть пространственно сильно удаленного от центра ядра нейтронного облака. Типичным примером такого ядра является ядро ¹¹Li₃, структура которого хорошо описывается при условии, что в центре этого ядра находится стабильное ядро ⁹Li₃, радиус которого имеет значение 2.5*10^-13 см = 2.5 Фм, вокруг которого на расстоянии 6.7 Фм от его центра, значительно превышающем радиус ⁹Li₃, движется пара слабосвязанных нейтронов (их энергия связи 250 кэВ), которые и формируют нейтронное гало ядра ¹¹Li₃.

Заключение.

Обнаружение нового вида радиоактивности атомных ядер - протонного распада существенно расширило наши представления о свойствах ядер и границах их возможного существования в природе. Принципиально важным является тот факт, что теоретический анализ протонной радиоактивности подтвердил корректность широко используемых в традиционной ядерной физике моделей и возможность на их основе описывать новые не известные ранее явления.

Литература

1. Ю. М.Ципенюк .Долина ядерной стабильности.
2. С.Г.Кадменский. Радиоактивность атомных ядер: история, результаты и новейшие достижения.
3. Ю.Э.Пенионжкевич. Радиоактивность (к 100-летию открытия). СОЖ, 1999, N12, C.55-61.
4. Н.Б.Делоне. Туннельный эффект. СОЖ, 2000, N1. C.79-84.
5. В.П.Бугров, С.Г. Кадменский //Ядерная физика.1989.Т.49.С.967.
6. С.Г.Кадменский. Кластеры в ядрах.

Кадменский Станислав Георгиевич- доктор физико-математических наук, профессор, заведующий кафедрой ядерной физики Воронежского университета, действительный член Российской Академии Естественных Наук. Область научных интересов физика атомного ядра и ядерных реакций, теория Ферми-жидкости, физика нейтронных резонансов, радиоэкология. Автор 5 книг и монографий, 300 научных публикаций, 30 авторских свидетельств на изобретения и патентов.