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   1 \chapter{Grundlagen}
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   3   \section{Monte-Carlo-Simulation}
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   5   Monte-Carlo-Simulationen sind Computer-Experimente zur Untersuchung interessierender Sachverhalte, die auf stochastischen Simulationsalgorithemn basieren.
   6   Dabei werden vom Computer generierte Pseudozufallszahlen auf physikalische Gr"o"sen abgebildet.
   7   Den Ausgangspunkt bilden dabei sogenannte Standard-Pseudozufallszahlen, die auf einem vorgegebenen Intervall gleichverteilt sind.
   8   Hiervon ausgehend k"onnen beliebige Verteilungen durch Transformationen und Verwerfungsmethoden erzeugt werden.
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  10     \subsection{Erzeugung gleichverteilter Pseudozufallszahlen}
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  12     Die h"aufigste Methode zur Erzeugung von Zufallszahlen ist die lineare Kongruenzmethode, welche eine Sequenz von ganzen Zahlen $I_1, I_2, I_3,$ \ldots aus dem Intervall $I = [0,m-1]$ generiert.
  13     Dabei gilt folgende Vorschrift:
  14     \begin{equation} \label{eq:kon_m}
  15     I_{j+1} = ( a I_{j} + c ) \, mod \, m
  16     \end{equation}
  17     \[ m: \textrm{Modulus, } a: \textrm{Multiplikator, } c: \textrm{Inkrement, } I_0: \textrm{Startwert} \]
  18     Die Zufallszahlen k"onnen sich mit einer Periode, die offensichtlich nicht gr"o"ser als $m$ ist, wiederholen.
  19     Die Qualit"at der Zufallszahlen h"angt dabei sehr stark von der Wahl der Konstanten $a, c, m, I_0$ ab.
  20     Leider gibt es keine einfache mathematische Methode zur Ermittlung optimaler Konstanten.
  21     Nach Park und Miller \cite{park_miller} erf"ullt man mit
  22     \begin{equation} \label{eq:kon_v}
  23     a = 7^5 = 16807, \quad m = 2^{31} - 1 = 2147483647, \quad c = 0
  24     \end{equation}
  25     einen minimalen Standard was die Qulit"at der Zufallszahlen angeht.
  26     Diese Wahl der Konstanten wird in vielen Zufallsfunktionen der Standardbibliotheken verwendet.
  27
  28     \subsection{Transformation auf spezielle Zufallsverteilungen}
  29
  30     Die mit \eqref{eq:kon_m} und \eqref{eq:kon_v} erzeugten Pseudozufallszahlen $I_j$ sind gleichverteilt im Intervall $[0,m-1]$.
  31     Durch Division der Zufallszahlen mit dem Modulus $m$ erh"alt man gleichverteilte Zufallszahlen $x_j$ im Intervall $[0,1[$, so dass die Wahrscheinlichkeit eine Zahl zwischen $x$ und $x + dx$ zu erhalten durch
  32     \begin{equation}
  33     p(x)dx = \left\{
  34       \begin{array}{ll}
  35       dx & 0 \leq x < 1 \\
  36       0  & \textrm{sonst}
  37       \end{array} \right.
  38     \end{equation}
  39     gegeben ist. Ausserdem ist die Wahrscheinlichkeitsverteilung normiert.
  40     \begin{equation}
  41     \int_{- \infty}^{+ \infty}p(x)dx = \int_{0}^{1}p(x)dx = 1
  42     \end{equation}
  43     Diese dienen als Basis f"ur beliebige Verteilungen.
  44     Einige in dieser Arbeit ben"otigte Transformationen sollen im Folgenden diskutiert werden.
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  46       \subsubsection{Zufallszahlen mit gleichverteilter Wahrscheinlichkeit}
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  48       Gleichverteilte Zufallszahlen $z_j$ in einem Intervall $[0,M[$ erh"alt man denkbar einfach durch skalieren der $x_j$ mit $M$.
  49       \begin{equation}
  50       z_j = M x_j = M \frac{I_j}{m}
  51       \end{equation}
  52
  53       \subsubsection{Zufallszahlen mit linear steigender Wahrscheinlichkeit}
  54
  55       Zufallszahlen deren Wahrscheinlichkeit mit ihrem Wert im Intervall $[0,Z[$ linear ansteigen
  56       \begin{equation}
  57       p(z) = \left\{
  58         \begin{array}{ll}
  59         az + b & 0 \leq z < Z \\
  60         0 & \textrm{sonst}
  61         \end{array} \right.
  62       \end{equation}
  63       realisiert man durch folgende Transformation:
  64       \begin{eqnarray}
  65         p(z)dz & = & p(x)dx \nonumber \\
  66         \frac{dx}{dz} & = & p(z) \nonumber \\
  67         x & = & \int_{- \infty}^z p(z')dz' = \int_0^z (az' + b) dz' = \frac{1}{2} az^2 + bz \label{eq:trafo}
  68       \end{eqnarray}
  69       Durch Aufl"osen von \eqref{eq:trafo} nach $z$ und Ausschluss der negativen L"osung erh"alt man:
  70       \begin{equation}
  71       z = \frac{-b + \sqrt{b^2 + 2 a x}}{a} \quad \textrm{.}
  72       \end{equation}
  73       So erh"alt man Zufallszahlen $z_j$ im Intervall $[0,1[$ durch $x_j \in [0,b+\frac{a}{2}[$.
  74       Sollen Zufallszahlen im Intervall $[0,Z[$ liegen, m"ussen sie durch
  75       \begin{equation}
  76       z_j = Z \frac{-b + \sqrt{b^2 + 2 a (b+\frac{a}{2}) \frac{I_j}{m}}}{a}
  77       \end{equation}
  78       berechnet werden.
  79
  80       \subsubsection{Verwerfungsmethode zur Erzeugung beliebiger Verteilungen}
  81
  82       Mit Hilfe der Verwerfungsmethode k"onnen Zufallszahlen mit beliebiger Wahrscheinlichkeitsverteilung $p(x)$ generiert werden.
  83       Sie basiert auf einer einfachen geometrischen "Uberlegung (Abbildung \ref{img:rej_meth}).
  84       Die Verteilung $p(x)$ sei im Intervall $[a,b]$ mit $p(x) \geq 0 \quad \forall x \in [a,b]$ gegeben.
  85       Das Maximum von $p(x)$ sei $p_m$.
  86       Die Erzeugung der Zufallszahlen funktioniert nun wie folgt:
  87       \begin{enumerate}
  88         \item Ausw"urfeln zweier gleichverteilter Zufallszahlen $x \in [a,b]$ und $y \in [0,p_m]$.
  89         \item Ist $y \leq p(x)$, so ist $x$ die n"achste Zufallszahl, ansonsten zur"uck zu 1.
  90       \end{enumerate}
  91       \begin{figure}
  92         \begin{center}
  93         \includegraphics[width=10cm]{rej_meth.eps}
  94         \caption{Beliebige Wahrscheinlichkeitsverteilung $p(x)$ im Intervall $[a,b]$ mit Maximum $p_m$}
  95         \label{img:rej_meth}
  96         \end{center}
  97       \end{figure}
  98       Diese Methode ist zwar sehr einfach, jedoch wird sie um so ineffizienter, je groesser die Fl"ache der Vergleichsfunktion (hier: $f(x) = p_m$) im Vergleich zu $p(x)$ zwischen $a$ und $b$ wird.
  99       Deshalb macht es Sinn die Funktion $f(x)$ "ahnlich der Funktion $p(x)$ mit $f(x) \geq p(x); \, x \in [a,b]$ zu w"ahlen.
 100       Das unbestimmte Integral $F(x) = \int f(x) dx$ muss dabei bekannt und invertierbar sein.
 101       Dann kann wie in \eqref{eq:trafo} die Transformation durchgef"uhrt werden.
 102       Die Werte f"ur $x$ werden nun nach der Transformationsmethode im Intervall $[a,b]$ gew"ahlt, die Werte f"ur $y$ m"ussen gleichverteilt im Intervall $[0,f(x)]$ sein.
 103
 104   \section{Ion-Festk"orper Wechselwirkung}
 105
 106   Zur theoretischen Beschreibung der Ionenimplantation mu"s die Wechselwirkung der Ionen mit dem Target betrachtet werden.
 107   Durch St"o"se mit den Kernen und Elektronen des Targets werden die Ionen im Festk"orper abgebremst, ein entsprechendes Implantationsprofil stellt sich ein.
 108   Weitere Folgen sind die durch Bestrahlung im Kristallgitter entstehenden Sch"aden.
 109   Im Folgenden wird darauf genauer eingegangen.
 110
 111     \subsection{Abbremsung von Ionen}
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 113     Die in den Festk"orper implantierten Ionen sto"sen mit den Atomkernen und Elektronen des Targets.
 114     Dieser Streuprozess ist mit einem Energieverlust und einer Richtungs"anderung des Ions verbunden.
 115     Das Ion f"uhrt weitere St"o"se aus bis dessen Energie zu klein f"ur weitere Sto"sprozesse ist.
 116
 117       \subsubsection{Bremsquerschnitt}
 118
 119       Um die Abbremsung der Ionen durch elektronische und nukleare Streuung zu beschreiben, definiert man den sogenannten Bremsquerschnitt.
 120       \begin{equation}
 121       S_{e,n} = - \frac{1}{N} \Big( \frac{\partial E}{\partial x} \Big)_{e,n}
 122       \end{equation}
 123       Dieser ist proportional zur Bremskraft $\frac{\partial E}{\partial x}$, welche angibt, wieviel Energie $E$ des Ions pro zur"uckgelegter Wegl"ange $x$ abgegeben wird.
 124       $N$ ist die atomare Dichte des Festk"orpers.
 125       Zerlegt man nun die Energieverlustrate in einen nuklearen und einen elektronischen Anteil so erh"alt man f"ur den Energieverlust pro Wegl"ange:
 126       \begin{equation}
 127       - \frac{\partial E}{\partial x} = N \Big( S_e(E) + S_n(E) \Big) \quad \textrm{.}
 128       \end{equation}
 129       Durch Kehrwertbildung und Integration "uber die Energie erh"alt man die mittlere Reichweite $R$ des Ions.
 130       Sei dessen Anfangsenergie $E_0$, so gilt:
 131       \begin{equation}
 132       R = \frac{1}{N} \int_0^{E_0} \frac{d E}{S_e(E) + S_n(E)} \quad \textrm{.}
 133       \end{equation}
 134       Um die Reichweite des Ions berechnen zu k"onnen, m"ussen noch der nukleare ($S_n$) und elektronische ($S_e$) Bremsquerschnitt bestimmt werden.
 135
 136       \subsubsection{Nukleare Bremskraft}
 137
 138       Zur Beschreibung der nuklearen Bremskraft muss der Energie"ubertrag zwischen einem bewegten und einem station"aren geladenen Teilchen betrachtet werden.
 139       Dieser h"angt ab von Geschwindigkeit und Richtung des bewegten Teilchens, sowie von Masse und Ladung beider Teilchen und damit einem interatomaren Potential.
 140       Die letztendlichen Geschwindigkeiten und Trajektoren k"onnen mit Hilfe der Energie- und Impulserhaltung f"ur einfache Potentiale analytisch gel"ost werden.
 141
 142       Zun"achst soll die klassische elastische Streuung zweier K"orper behandelt werden.
 143       Dabei ist das ruhende Teilchen der Atomkern, das einfallende Teilchen das implantierte Ion (Abbildung \ref{img:scatter_lc}).
 144       Aus der Energieerhaltung folgt:
 145       \begin{equation}
 146       \frac{1}{2} M_1 v_0^2 = \frac{1}{2} M_1 v_1^2 + \frac{1}{2} M_2 v_2^2
 147       \end{equation}
 148       Dabei ist $v_0$ die anf"angliche Geschwindigkeit des Ions der Masse $M_1$, $v_1$ die Geschwindigkeit des Ions nach dem Sto"s und $v_2$ die Geschwindigkeit des gestossenen Atomkerns mit Masse $M_2$.
 149       Aus der Impulserhaltung folgt,
 150       \begin{eqnarray}
 151       \textrm{Longitudinal: } & M_1 v_0 = M_1 v_1 cos(\theta) + M_2 v_2 cos(\phi) \\
 152       \textrm{Lateral: } & 0 = M_1 v_1 sin(\theta) + M_2 v_2 sin(\phi)
 153       \end{eqnarray}
 154       wobei $\theta$ der Winkel der Ablenkung des Ions und $\phi$ der Winkel der Ablenkung des Atomkerns ist.
 155       \begin{figure}
 156         \begin{center}
 157         \includegraphics[width=10cm]{scatter_lc.eps}
 158         \caption{Elastischer Sto"s zweier K"orper im Laborsystem}
 159         \label{img:scatter_lc}
 160         \end{center}
 161       \end{figure}
 162
 163       Mit Hilfe der Transformation ins Schwerpunktsystem kann gezeigt werden, dass die Relativbewegung des Ions und des Atomkerns auf ein Einzelnes im Zentralfeld bewegtes Teilchen reduziert werden kann, wenn nur Kr"afte zwischen den beiden Teilchen wirken.
 164       \begin{figure}
 165         \begin{center}
 166         \includegraphics[width=10cm]{scatter_cm2.eps}
 167         \caption{Elastischer Sto"s zweier K"orper im Schwerpunktsystem}
 168         \label{img:scatter_cm}
 169         \end{center}
 170       \end{figure}
 171       Im Schwerpunktsystem gilt (Abbildung \ref{img:scatter_cm}):
 172       \begin{equation}
 173       M_1 v_0 = ( M_1 + M_2 ) v_c \quad \textrm{,}
 174       \label{eq:imp_cons_cm}
 175       \end{equation}
 176       wobei $v_c$ die Schwerpunktgeschwindigkeit ist, so dass der Gesamtimpuls des Systems Null ist.
 177       Mit der Definition der reduzierten Masse $M_c$
 178       \begin{equation}
 179       \frac{1}{M_c} = \frac{1}{M_1} + \frac{1}{M_2} \quad \textrm{,}
 180       \end{equation}
 181       also
 182       \begin{equation}
 183       M_c = \frac{M_1 M_2}{M_1 + M_2} \quad \textrm{,}
 184       \label{eq:m_red}
 185       \end{equation}
 186       erh"alt man f"ur die Schwerpunktsbewegung aus \eqref{eq:imp_cons_cm} den Ausdruck
 187       \begin{equation}
 188       v_c = \frac{v_0 M_c}{M_2} \quad \textrm{.}
 189       \label{eq:v_sp}
 190       \end{equation}
 191       Weiterhin erkennt man, dass die Teilchengeschwindigkeiten umgekehrt proportional zu ihren Massen und unabh"angig vom Streuwinkel sind:
 192       \begin{equation}
 193       \frac{v_0 - v_c}{v_c} = \frac{M_2}{M_1} \quad \textrm{.}
 194       \label{eq:inv_prop}
 195       \end{equation}
 196       Durch eine einfache geometrische "Uberlegung und der Bedingung, dass der Gesamtimpuls im Schwerpunktsystem Null ist, erh"alt man folgenden Zusammenhang der Ablenkwinkel des Targetatoms im Schwerpunkt- und Laborsystem (Abbildung \ref{img:angle_conv}):
 197       \begin{equation}
 198       \Phi = 2 \phi \quad \textrm{.}
 199       \label{eq:angle_conv}
 200       \end{equation}
 201       \begin{figure}
 202         \begin{center}
 203         \includegraphics[width=10cm]{angle_conv.eps}
 204         \caption{Zusammenhang der Ablenkwinkel des Targetatoms im Schwerpunktsystem (blau) und im Laborsystem (rot)}
 205         \label{img:angle_conv}
 206         \end{center}
 207       \end{figure}
 208       F"ur die auf das Targetatom "ubertragene Energie gilt:
 209       \begin{equation}
 210       T = \frac{1}{2} M_2 v_2^2 \quad \textrm{.}
 211       \end{equation}
 212       Mit $v_2 = 2 v_c cos(\phi)$ und \eqref{eq:v_sp} erh"alt man:
 213       \begin{equation}
 214       T = \frac{1}{2} M_2 \Big( \frac{2 v_0 M_c cos(\phi)}{M_2} \Big)^2 = \frac{2}{M_2} \Big( v_0 M_c cos(\phi) \Big)^2 \quad \textrm{.}
 215       \label{eq:delta_e}
 216       \end{equation}
 217       Die anf"angliche Energie des Systems $E$ ist festgelegt durch $E = \frac{1}{2} M_1 v_0^2$.
 218       Aus Abbildung \ref{img:scatter_cm} erkennt man, dass $\Phi = \pi - \Theta$ ist und mit \eqref{eq:angle_conv} und einsetzen von \eqref{eq:m_red} f"ur die reduzierte Masse in \eqref{eq:delta_e} bekommt man folgenden Ausdruck f"ur den Energie"ubertrag:
 219       \begin{equation}
 220       T = \frac{2}{M_2} v_0^2 \frac{M_1^2 M_2^2}{(M_1 + M_2)^2} sin^2 \Big( \frac{\Theta}{2} \Big) = E \frac{4 M_1 M_2}{(M_1 + M_2)^2} sin^2 \Big( \frac{\Theta}{2} \Big) \quad \textrm{.}
 221       \label{eq:final_delta_e}
 222       \end{equation}
 223       Die maximal "ubertragene Energie erh"alt man f"ur den zentralen Sto"s mit $\Theta = \pi$, also f"ur $\Phi = 2\phi = 0$:
 224       \begin{equation}
 225       T_{max} = E \frac{4 M_1 M_2}{(M_1 + M_2)^2}
 226       \label{eq:delta_e_max}
 227       \end{equation}
 228
 229       Bis jetzt ist also der Energieverlust des Ions in einem elastischen Streuvorgang abh"angig vom Winkel bekannt. Mit der Wahrscheinlichkeit fuer den Streuvorgang zu jedem Winkel kann der durchschnittliche Energie"ubertrag berechnet werden.
 230       Mit der Annahme, dass Kr"afte zwischen den Teilchen nur entlang ihrer Verbindungsachse wirken und der Gesamtimpuls des Systems Null ist, verlaufen die zwei Teilchenbahnen symmetrisch zueinander. Daher reicht die Bestimmung einer einzelnen Teilchenbahn.
 231       Das Zweik"orperproblem kann so auf die Wechselwirkung eines Teilchens mit der reduzierten Masse $M_c$ und der Geschwindigkeit $v_c$ in einem statischen Zentralfeld um den Ursprung des Schwerpunktsystems reduziert werden.
 232
 233
 234       \subsubsection{Elektronische Bremskraft}
 235
 236     \subsection{Implantationsprofil}
 237
 238     \subsection{Strahlensch"aden und Amorphisierung}