Nukleosynthese in der Nuklearen Astrophysik

Transkript

1 Nukleosynthese in der Nuklearen Astrophysik Freitag 12:00-14:00 Raum NB 2/170 Jim Ritman und Tobias Stockmanns 1

2 TS JR Karfreitag JR JR JR JR TS Brückentag PANDA-Meeting Pfingstwoche Brückentag TS TS TS Termine 2

3 Content Einführung Grundlagen der Kernphysik 2 Urknall 1 Urknall-Nukleosynthese 1 Stellaratmosphere 2 H-Verbrennung 1 He-Verbrennung Supernova 1 s,r,rp, ap Prozesse 1 Solarneutrinos 1 Neutrinomasse/oszillationen 1 3

4 Literatur 4

5 Scheine Für einen benoteten Schein muss man einen minütigen Seminarvortrag während des Semesters über ein Thema aus der Vorlesung halten. Die Vorträge sollen Freitags zwischen 14 und 16 Uhr im Mai gehalten werden. 5

6 Das LUNA-Experiment Themenvorschläge Messungen mit dem R3B-Experiment Experimentelle Bestimmung der Elementhäufigkeiten im Weltall Vermessung und Bedeutung der Hintergrundstrahlung für die Kosmologie Die Bedeutung von Super-Novae für die Nukleosynthese Experimente zur Untersuchung des p-prozesses 6

7 Einführung 7

8 Nukleare Astrophysik Nukleare Astrophysik versucht die nuklearen Prozesse zu verstehen, die im Universum ablaufen und zur Energieproduktion in Sternen und der Nukleosynthese der Elemente beitragen 8

9 Nukleosynthese Nukleosynthese beschäftigt sich mit der Erzeugung und Verteilung von chemische Elemente in unserem Universum Es gibt viele verscheidene chemische Elemente H (Z=1) bis U (Z=92) Typische Bindungsenergie ist ev (T=10 4 K) Energieskala für Kernumwandlungen ist aber MeV (T=10 10 K) Solche Energien findet man nur im Sterninneren und kurz nach dem Urknall. 9

10 Der Blick in den Weltraum 10

11 Galaktische 26 Al-Karte (COMPTEL) 11

12 Element-Häufigkeit Sehr vereinfacht haben wir: Überall fast die gleiche Häufigkeiten 70% der Masse ist H 28% der Masse ist He O ist das wichtigste Metall (circa 50% davon) C, N und Fe sind auch wichtig Alle stabilen Elemente wurden gefunden 12

13 Cl Fe Mars In der Abbildung ist die kosmische Häufigkeit der Elemente dargestellt. Das ist die Häufigkeit der Elemente, wie man sie in Meteoriten oder der Photosphäre der Sonne misst. Es ist zu beachten, dass die y-achse logarithmisch aufgetragen ist! Der Wasserstoff ist deutlich das häufigste Element. Es folgt Helium, und dann erst die restlichen Elemente. Zu den schweren Elementen nimmt die Häufigkeit deutliche ab. Darin spiegelt sich der komplizierte Prozess zur Bildung schwerer Elemente wieder. Die Gesteine der Erde entsprechen ebenfalls sehr gut der kosmischen Elementhäufigkeit. Eine Ausnahme sind die leichten Elemente Wasserstoff und Helium.

14 B 2 FH 1957 haben Burbidge, Burbidge, Fowler und Hoyle folgendes Bild entworfen das heute noch bestand hat: H und He entstehen im Wesentlichen nach dem Urknall, alles andere in Sternen He entsteht auch in Sternen Leichte Elemente bis Si entstehen in gewöhnlichen Sternen bis zum Ende ihres Lebenszyklusses Schwere Elemente entstehen in besonderen Phasen von Sterne mit besonderen Massen Superschwere Elemente in Supernovea 14

15 B 2 FH 15

16 Nucleosynthese Prozesse Beiträge zur Synthese von Elementen Mögliche SN II (-Prozeß) Beiträge zu 11B, 19F, 138Le, 180Ta, 16

17 Kosmische Elementmaschine 17

18 Hoyles Kosmischer Kreislauf 18

19 Energie und Lebensdauer der Sonne Die Energieleistung der Sonne ist sehr gross (L = 3.826x10 33 erg/s). Es gibt einen direkten Zusammenhang zwischen der Lebensdauer und der zur Verfügung stehenden Energie Zeit = Energie / Leistung Wenn wir die Energiequellen anschauen, können wie die Lebensdauer der Sonne abschätzen - Chemisch (EM Wechselwirkung) - Gravitation (Schwerkraft) - Kernenergie (starke Wechselwirkung) (schwache WW??)

20 Chemische Reaktionszeitskale Chemische Prozesse basieren auf Wechselwirkungen der Hüllenelektronen in Atomen. Typischerweise wird 1-10 ev pro Atom freigesetzt. Wenn wir annehmen dass die Sonne aus reinem Wasserstoff besteht, und dass 10 ev pro Atom freigesetzt werden, dann ist die Lebensdauer: t Chem E 10eV L Sonne 10eV g erg s 12 s M L Sonne Sonne 5 yr m H 24 g Da die Erde mehrere 10 9 Jahre alt ist, können chemische Prozesse nicht die Energiequelle in der Sonne sein.

21 Gravitationsaufheizung Die potentielle Energie U einer punktartigen Masse m im Abstand r von einer grossen Masse M ist: Mm UG r U wird negativer, wenn der Abstand zwischen M r und dm i kleiner wird. Durch Zusammenstöße mit anderen Atomen in M wird ein Teil der freigesetzten Energie in Wärme umgewandelt und schließlich in das Weltall abgestrahlt Als Resultat: während der Stern kontrahiert strahlt er für ein bestimmte Zeit Energie ab Wie lang ist das? Achtung! nur die Hälfte der Änderung in der Schwerkraftsenergie kann abgestrahlt werden, die übrige Energie heizt den Stern auf Dies ist ein Resultat des Virialsatzes

22 Kelvin-Helmholtz-Zeitskale Nehmen wir an, dass die Schwerkraft die einzige Energiequelle der Sonne wäre. Nehmen wir auch an, dass die Luminosität ungefähr konstant über die Lebensdauer der Sonne ist. Wie lang kann die Sonne bei diese Luminosität strahlen? t KH 3 10 GM R L Sonne 2 Sonne Sonne erg erg/s 10 7 yr t KH heisst die Kelvin-Helmholtz-Zeitskale. Sie muss verglichen werden mit der Zeit, wie lange es schon Leben auf der Erde gibt (10 9 Jahre). Gravitation ist nicht die Quelle der Solarenergie! Daher muss es eine andere, viel stärkere Energiequelle geben!

23 Nukleare-Zeitskala Durch die unterschiedlichen Bindungsenergien der Kerne kann Energie durch Fusion bzw. Spaltung freigesetzt werden. (E=mc 2 ) Wenn Protonen (M=938 MeV) zu leichten Kernen mit 7-8 MeV/A Bindungsenergie fusionieren, wird circa 0.7 % der brennbare Masse abgestrahlt. Sterne auf der Hauptreihe verbrennen typischerweise 10 % der gesamten Masse während der Lebensdauer. E nuklear Das erlaubt eine nukleare-zeitskale von: t nuklear M E L nuklear Sonne 10 Sonne Das reicht für die 10 9 Jahre die es schon Leben auf die Erde gibt: Kernenergie ist die Energiequelle von Sterne! 10 yr c 2 51 erg

24 Grundlagen der Kernphysik Stabilität von Kerne Bestandteile, Kräfte Massenformel Nuklearereaktionen Wirkungsquerschnitt, Q-Werte Nukleare Reaktionen Coulombbarriere Nukleare Reaktionen in Sternen Gamovpeak Astrophysikalischer Faktor 24

25 Nomenklatur

26 Nukleonen und Kräfte Nukleonen (s=1/2), sind vereinfacht 3-Quarkzustände (p=uud, n=udd) Protonen: m p = MeV/c 2 Neutronen: m n = MeV/c 2 Aufgrund der Coulombkraft stoßen sich Protonen ab. Um stabil zu sein, muss es eine anziehende Kraft geben: Kernkraft Kurzreichweitige Kraft zwischen den farbneutralen Nukleonen (ähnlich der Van-der-Waals Kraft)

27 Kernkräfte V 1fm R Repulsiver Kern Kurzreichweitige Anziehung

28 Stabilität von Kerne Zunächst würde man denken, dass sehr grosse Kerne, nur mit Neutronen bevorzugt würden, da es keine Coulomb- Abstoßung gibt. Die Natur ist aber anders! Schauen wir systematische alle bekannten Atomkerne an: A: Anzahl der Nukleonen Z: Anzahl der Protonen N: Anzahl der Neutronen A = Z + N

29 Bindungsenergie

30 Massendefekt

31 Beispiel Wasserstoff-Umwandlung in Helium in der Sonne: Wasserstoff wird durch eine Reihe von Reaktionen in 4 He umgewandelt Die Gesamtmasse der 4 H-Atome ist u Die Masse des 4 He-Atoms ist u Wenn wir die Positronen und Neutrinos vernachlässigen ist die Massendefekt u (0.7 %)» Daher ist die Bindungsenergie von 4 He 26.7 MeV

32 Q-Wert Bezeichnet den Energiebeitrag einer Reaktion: Beispiel: 6 3 Li + n 4 2He + 3 1H + 4,8 MeV Q-Wert Q-Wert ist bei exothermen Reaktionen positiv Ergibt sich aus der Differenz der kinetischen Energie im Anfangs- und Endzustand Bzw. aus der Massendifferenz 32

33 Bindungsenergien 33

34 Bindungsenergien Die Systematik der Bindungsenergien zeigen dass: Bindungsenergie pro Nukleon B/A ist circa konstant bei 8 MeV. Das deutet auf eine Sättigung der Kernkräfte hin (bzw. eine kurze Reichweite) B/A nimmt bei leichteren und schwereren Kernen ab, d.h. dass man Energie durch Spaltung bzw. Kernverschmelzung gewinnen kann. Bei bestimmten Zahlen gibt es Anomalien. Das deutet auf Schaleneffekte wie in der Atomhülle hin. Es gibt kein stabilen A=5 Kerne -> Ursprung der Elemente?!

35 Bestimmung der Ladungsverteilung Mit Elektron-Kern Streuung kann man die FF für verschiedene Kerne und Impulsübertrags-Bereiche messen. Die inverse FT dieser Daten lassen sich sehr gut reproduzieren mit ein Fermiverteilung für die Ladungsdichte. Die Verteilung wird hier Wood-Saxon genannt. Messungen zeigen dass c=1.07xa 1/3 fm und t=2.4fm unabhängig von A Beugung

36 Hofstadter-Messungen am SLAC

37 Vergleich Ladungs- zu Massenverteilung Die Ladungs- und Massenverteilungen sind sehr ähnlich. Die Dichte ist nahzu konstant für grossere Kerne: Sättigung der Kernkräfte r ~ 1,8x10 14 g/cm 3 ~ 0,17 Nukleonen / fm 3 mittlere Abstand ~ 1,8 fm

38 Bedeutung der Sättigung Innerhalb der Atomkerne ist die Dichte konstant für alle Massen A Wechselwirkungsenergie zwischen den Nukleonen ist gleich Kerne haben eine Oberfläche Die Materie innerhalb von Kernen ist homogen (Kernmaterie) 38

39 Das Tröpfchenmodell (Bethe-Weizäcker) Ziel: Beschreibung der Abhänigkeit der Bindungsenergie von N und Z Interessant ist die Bindungsenergie pro Nukleon. B(Z,N) /A. Dieses Modell basiert auf der Beobachtung, dass die Dichte konstant ist, ähnlich wie Tröpfchen in einer Flüssigkeit Als Vereinfachung nehmen wir ein Kugel von homogener Dichte an. Volumen ist proportional zu A (Dichte = V/A = konstant) Radius ist proportional zu A 1/3 (V~R 3 ) Oberfläche ist proportional zu A 2/3 Die Kernkraft ist gleich für Protonen und Neutronen

40 Semi-Empirische Massenformel B N, Z Volumenterm: jedes Nukleon trägt ein konstante Beitrag zur Bindung bei Oberflächenterm: a Nukleonen an der Oberfläche haben weniger Nachbarn, und daher weniger attraktive Kernkraft (Bindungsenergie) Coulomb-Term: Jedes Paar von Protonen trägt zum Coulombabstoßungsterm gleichmässig bei. Die Anzahl von Protonen ist Z und daher ~ Z(Z-1) Paare von Protonen v A a s A 2 3 a c Z A a A Z N A Asymmetrieterm: Aufgrund des Pauliprinzips sind Kerne mit grossem Proton bzw. Neutronen- Überschüss weniger gebunden. Energie kann gewonnen werden durch Betazerfälle von Protonen in Neutronen, bzw umgekehrt. Paarung: 2 E n p p V(r) Da Nukleonen Spin ½ Teilchen sind ist es energetisch günstig wenn Paare zu J=0 koppeln.

41 Haupt Beiträge Ein Fit an diese Daten ergibt: a V = 15,5 MeV a S = 16,8 MeV a C = 0,715 MeV a A = 23 MeV a P = 11,3 MeV E mit P 0 ap A gg ug, gu uu Kerne Kerne Kerne

42 Bekannte Atomkerne Tal der Stabilität gg, uu, ug

43 Tal der Stabilität

44 Stabilität entlang eine Isobarlinie Umwandlungen innerhalb einer Isobaren (A ist konst.) sind durch Beta-Zerfall möglich n p e -, bzw p n e + Die Massenformel ist eine Parabel für konstante A

45 Wie gut funktioniert es? Abweichungen sind weniger als circa 1% für grosse Kerne deuten auf Schaleneffekte hin.

46 Detaillierte Berechnungen Die Vorhersagen werden schlecht bei hohen Neutronenüberschüssen 46

47 Coulombenergie Durch die Coulombabstoßung spüren die Protonen ein anderes Gesamt-Potential als die Neutronen. E F Daher gibt es unterschiedliche Protonen- und Neutronenseparationsenergien. E F ist gleich für n und p. Für grosse Kerne (große Coulombabstoßung) gibt es mehr n-zustände unterhalb E F

48 Kernreaktionen

49 Allgemeine Betrachtungen Durch radioaktiv Zerfälle kann man nur Kernzustände niedriger Energie beobachten. Durch die Kollision von Atomkerne kann die anfängliche kinetische Energie in Anregungsenergie umgewandelt werden. So werden eine Vielzahl von Zuständen mit z.t. viel höheren Energien erreicht. Es gibt folgende Schreibweisen für Reaktionen mit einem Projektil a auf einem Target A, mit einem Ejektil b und Restkern B: Kernphysik: A(a,b)B Teilchenphysik: a+a b+b Hier wird (a+a) als Eingangskanal und (b+b) als Ausgangskanal bezeichnet. Q-Wert (Energietönung) Q=T 3 +T 4 -T 1 =m 1 +m 2 -m 3 -m 4

50 Beispiele von Kernreaktionen

51 Direkte Reaktionen Die Zeitskala ist ungefähr die Transitzeit (10 fm/(0.3c) = s) Beispiele für direkte Reaktionen: a. Einzelne Stöße zwischen den Strahlteilchen und einem Nukleon im Targetkern. Das Strahlteilchen kommt mit weniger Energie heraus (inelastische Streuung). b. Einen Proton tauscht Ladung mit einem Neutron im Targetkern aus, und kommt als Neutron heraus (Ladungsaustausch- Reaktionen). c. Das eintreffende Nukleon sammelt ein zweites vom Targetkern ein und bildet einen Deuteron (Pickup-Reactionen z.b. (n,d)) d. Ein eintreffendes Deuteron oder ein anderer leichter Kern kann ein oder mehrere Nukleonen am Targetkern abgeben (Abstreif - Reactionen).

52 Compoundkern-Bildung Bei Strahlenergien bis circa AMeV (MeV/u) Dauert viel länger als direkte Reaktionen (10-16 s) Projektil wird in einem Intermediärzustand dem Compoundkern eingefangen. Der Zerfall ist unabhängig davon, wie der Kern gebildet wurde (keine Erinnerung an Eingangskanal) Außer Erhaltungsgrößen (Energie, Drehimpuls)

53 Bohr sche Hypothese Bildung des gleichen Compoundkerns 64 Zn durch unterschiedliche Eingangskanäle Vergleich WQ als Funktion der Strahlenergie N.B.: Energie oberhalb der Coulombbarriere! Bei gleicher Anregungsenergie des Compoundkerns, muss der WQ gleich sein.

54 Resonanzen Bei Neutroneneinfang werden sehr viele starke Resonanzen im WQ mit ev Breiten beobachtet. (Angeregte Zustände sind typischerweise im MeV Bereich??)

55 Resonanzen Die Wellenfunktion bei einer Streuung wird beschrieben als die Überlagerung einer einlaufenden ebenen Welle und auslaufender Kugelwelle. Der Potential erzeugt ein Phasenverschiebung durch die Stetigkeitsbedingungen am Potentialrand. Die Streulänge a wird durch die Ableitung der WF am Potentialrand gegeben. a ist maximal ( ) bei p/2.

56 Resonanzen Bei niedrigster Ordnung in k ist der WQ: Da die Streulänge sehr groß wird bei p/2 gibt es ein starkes Maxima im WQ bei bestimmten Werten von k. Die WF im Kerninneren ist am größten bei p/2, das bedeutet ein sehr große Aufenthaltswahrscheinlichkeit des Neutrons im Kern: Neutron dringt ein und wird danach wieder emittiert

57 Kernreaktionen in Sternen Wir haben gesehen dass bei Fusion von leichten Kernen Energie freigesetzt wird aufgrund des Q-Wertes. Aber die Temperatur im Inneren eines Sterns (~ kev) reicht nicht aus um die Coulomb-Barriere zu überwinden. Kin. Energie

58 Ist Tunneln wichtig? Welche Temperatur ist notwendig um die Coulomb- Barriere im Proton Proton System zu überwinden? μ v kt Z1Z2e T 3kr Z Z 1 r T 1 1fm K 1MeV Z1Z r 2 e 2 Im Vergleich: in der Mitte der Sonne: T~1.5 x 10 7 K (~1 kev) Selbst wenn man der Schwanz der Boltzmann-Verteilung berücksichtigt, gibt es nicht genügend p-p Reaktionen über der Barriere! Tunneln ist notwendig!

59 Tunneln Je größer das Verhältnis der Coulomb-Barriere zur kinetischen Energie bzw. je breiter die Barriere, desto kleiner ist die Tunnel-Wahrscheinlichkeit. Für eine einfache Abschätzung ob Tunneln eine signifikante Wahrscheinlichkeit hat, nimmt man an, dass die Teilchen innerhalb einer de Broglie Wellenlänge für die gegebene kinetische Energie (Temperatur) zu einander kommen müssen. Diese einfache Abschätzung hat die richtige Größenordnung! 1 2 Z1Z λ λ T μ M inimaler Abstand: v 2 e 2 h 2μμ Z p 2μ 2 p 2μ 2 2 μz1z kh e e 4 h λ 2μ 10 7 λ 2 K h p

60 Reaktionsrate Die Reaktionsrate pro Energieinterval ist das Produkt der folgenden Faktoren: Anzahl der Teilchen in einem gewissen Energieintervall Maxwell-Boltzmann-Verteilung Bekannt, wenn die Temperatur und chemische Zusammensetzung bekannt sind. Reaktionswahrscheinlichkeit (Wirkungsquerschnitt) Bestimmt durch einige Faktoren aus der Kernphysik: Matrixelement, Q-Werte, Phasenraum Die gesamte Reaktionsrate ist dann das Integral über alle möglichen Energien.

61 Maxwell-Boltzman-Verteilung E p 3 2 E kt 2n 1 n de E e de (kt)

62 Energieabhängigkeit der WQ Einfache Abschätzung: geometrische Interpretation des WQ s(e) (Radius der WW = de Broglie Wellenlänge) 2 h 1 s(e) p p p E Darüber hinaus muss der WQ proportional zur Coulomb- Barriere Uc sein: 2 s(e) 2 e p U 2 c E

63 Wieder nehmen wir an, dass r~ = h/p : U E 2 Z1Z2e 2 c 2Z1Z2e r v 2 hv 2 s(e) b e b/ E 3 / p Z Z e h N.B. b hängt von chemischer Zusammensetzung ab

64 Wirkungsquerschnitt WQ ist das Produkt aus Geometrie Tunnel-Wahrscheinlichkeit Eine unbekannte Funktion S(E), die die ganzen Kernstruktureffekte beschreibt: S(E) heißt der astrophysikalische Faktor Hoffentlich variiert S(E) langsam mit E s(e) S(E) e b/ E E

65 Berechnung der Reaktionsrate Stellen Sie sich ein Gas vor mit der Anzahldichte n x von Teilchen x und n y von Teilchen y Berücksichtigen wir nur Teilchen x und y, die eine relativen Geschwindigkeitsverteilung v(e) haben Wilkürlich wählen wir: Teilchen x sind die Projektile: Teilchen y das Target Die Projektile (x) sehen eine effektive Reaktionsfläche F = s(e) n y Die gesamt Zahl von Reaktionen hängt vom Fluss der Projektilteilchen ab: J = n x v(e) Die Reactionsrate r ist die Produkt von F und J: r(e) = n x n y v(e) s(e)

66 Gesamt Reaktionsrate Um die gesamte Rate zu berechnen, müssen wir das Produkt von s(e) mal der Boltzmannverteilung über alle Energien integrieren. s(e) r 2 kt S(E) E 3/ 2 e b/ E n n x y p Produkt von 2 Faktoren: 0 E kt 2n 1 nede E e de p 3 (kt) 2 S(E) e b/ E Tunnel- Wahrscheinlichkeit Gamow Peak = e E / kt de Hochenergie Komponente der Boltzmannverteilung

67 Gamow-Peak E 0 bkt 2 2 / 3

68 George Gamow ( ) Erste Untersuchungen von Coulomb-Barrier-Penetration Folge des Gamov Peaks: Nur ein schmales Energiefenster trägt zur Reaktionsrate bei. Die Energie des Fensters hängt vom folgendes ab: Temperatur Chemische Komposition des Gases

69 Gamow Peak Unter der Annahme dass S(E) langsam mit der Energie über den Gamow Peak variiert, dann kann man es vor das Integral ziehen. Dann ist der Peak bei: rate exp E kt b E E bkt Z Z kev T6 Die Energie des Gamovfensters bestimmt die effektive Verbrennungsenergie bei einer bestimmten Temperatur T. Z.B., unsere Sonne T 6 =15 (~1keV) p+p: E 0 = 5.9 kev p+ 14 N: E 0 = 26.5 kev a+ 12 C: E 0 = 56 kev 16 O+ 16 O: E 0 = 237 kev Die Verbrennungsrate ist Proportional zur Höhe des Gamow-Peaks bei E 0 : p+p: I max = 1.1 x 10-6 p+ 14 N: I max = 1.8 x a+ 12 C: I max = 3.0 x O+ 16 O: I max = 6.2 x Daher verbrennen die leichten Elemente zuerst. Danach schrumpft der Stern, wodurch die Temperatur steigt, bis das nächste schwere Element verbrennt.

70 Effektive Verbrennungsenergie Teilchen Geschwindigkeitsverteilung Tunnelwahrscheinlichkeit für leichte Kerne Gamow Peak Tunnelwahrscheinlichkeit für schwere Kerne E 0 E0 Gamow Peak

71 Effektive Verbrennungsrate Der Gamow-Peak wird als Gauss approximiert (Fehler < 3%) exp E kt b E I max E E exp 2 Die Breite wird gegeben durch die Anpassung der 2.Ableitung: E 0 kt E bkt Die Verbrennungsrate ist proportional zum Integral über den Gamow-Peak rate 1 E b exp exp exp 3 t kt kt E 0 kt kt from M-B height width of Gammov Peak 0 2 3E Die Temperaturabhängikeit der Rate bei T 6 =15 (15x10 6 K) ist: p+p: Rate ~ T 3.9 E C = 0.55 MeV p+ 14 N: Rate ~ T 20 E C = 2.27 MeV a+ 12 C: Rate ~ T 42 E C = 3.43 MeV 16 O+ 16 O: Rate ~ T 182 E C = 14.1 MeV t (CNO-Zyklus...) t t T

72 Astrophysikalischer Faktor S(E) Der astrophysikalische Faktor beinhaltet die gesamte Information über die Kernstruktur. s(e) S(E) E e b/ E Oft ist der astrophysikalisch relevante Energiebereich unterhalb der minimal messbaren Energie für Kernreaktionen. Normalerweise ist S(E) eine schwache Funktion von E. Daher sind Extrapolationen zu den relevanten Energiebereichen (Gamovfenster) möglich.

73 Astrophysikalischer Faktor S(E) Daten von astrophysikalisch relevanten Prozesse werden oft als S(E) angegeben. In manchen Fällen variiert S(E) doch stark mit der Energie: (Messzeiten, Targetdicke ) Gamovfenster