First commit.
[u/mrichter/AliRoot.git] / ISAJET / doc / changes.doc
1 \newpage
2 \section{Changes in Recent Versions}
3
4         This section contains a record of changes in recently released
5 versions of ISAJET, taken from the memoranda distributed to users.
6 Note that the released version numbers are not necessarily consecutive.
7
8 \subsection{Version~7.51, May 2000}
9
10         Several improvements in the SUSY RGE's have been made. All
11 two-loop terms including both gauge and Yukawa couplings and the
12 contributions from right-handed neutrinos are now included. There is a
13 new keyword \verb|SSBCSC| to specify a scale other than the GUT scale
14 for the RGE boundary conditions.
15
16         The process $Z+\gamma$ is now included in \verb|WPAIR|. (This
17 was omitted because it has no contribution from triple gauge boson
18 couplings.)
19
20         An incorrect type declaration produced unphysical results for
21 beamsstrahlung on some computers. This has been fixed. While the bug is
22 serious for $e^+e^-$ with the \verb|EEBEAM| option, it has no effect on
23 other processes. Some other minor bugs have also been fixed.
24
25 \subsection{Version~7.47, December 1999}
26
27         There are several improvements in the treatment of
28 supersymmetry. The Anomaly Mediated SUSY Breaking model of of Randall
29 and Sundrum and of Gherghetta, Giudice, and Wells (hep-ph/9904378) has
30 been added. The parameters of the model are a universal scalar mass
31 $m_0$ at the GUT scale, a gravitino mass $m_{3/2}$, and the usual
32 $\tan\beta$ and $\sgn\mu$. These are set by the \verb|AMSB| keyword. The
33 renormalization group equations have been extended to include two-loop
34 Yukawa terms and right-handed sneutrinos (with default masses above the
35 Planck scale). The $\tilde\nu_R$ play a role in the evolution for the
36 inverted hierarchy models of Bagger, Feng, and Polonsky, hep-ph/9905292.
37 SUSY loop corrections to Yukawa couplings have been incorporated in the
38 SUSY mass calculations.
39
40         The Helas library of Murayama, Watanabe, and Hagiwara has been
41 incorporated together with a simple multi-body phase space generator.
42 This makes it possible to use code generated by MadGraph to produce
43 multi-body hard scattering processes. As a first example, a \verb|ZJJ|
44 process that generates $Z + \hbox{2 jets}$ has been added, with the $Z$
45 treated as a narrow resonance. Additional processes may be added in
46 future releases.
47
48         A new \verb|EXTRADIM| process has been added to generate
49 Kaluza-Klein graviton production in association with a jet or photon in
50 models with extra dimensions at the TeV scale. The cross sections are
51 from G.F.Giudice et al., hep-ph/9811291. We thank I. Hinchliffe and L.
52 Vacavant for providing this.
53
54         A number of bugs have been fixed, including in particular one in
55 the decay $\widetilde W_i \to \widetilde Z_j \tau \nu$.
56
57 \subsection{Version~7.44, April 1999}
58
59         A serious bug introduced in Version~7.42 that could lead to
60 matrix elements being stored for the wrong mode has been corrected.
61 Some sign errors in the matrix elements for gaugino decays have also
62 been corrected.
63
64 \subsection{Version~7.42, January 1999}
65
66         Beginning with this version, matrix elements are taken into
67 account in the event generator as well as in the calculation of decay
68 widths for MSSM three-body decays of the form $\tilde A \to \tilde B f
69 \bar f$, where $\tilde A$ and $\tilde B$ are gluinos, charginos, or
70 neutralinos. This is implemented by having ISASUSY save the poles and
71 their couplings when calculating the decay width and then using these
72 to reconstruct the matrix element. Other three-body decays may be
73 included in the future. Decays selected with \verb|FORCE| use the
74 appropriate matrix elements.
75
76         As part of the changes to implement these matrix elements, the
77 format of the decay table has changed. It now starts with a header
78 line; if this does not match the internal version, then a warning is
79 printed. The decay table now includes an index MELEM that specifies the
80 matrix element to be used for all processes. This is also used for
81 \verb|FORCE| decays and is printed on the run listing for them. SUSY
82 3-body decays have internally generated negative values of MELEM.
83
84         This version also includes both initial state radiation and
85 beamstrahlung for $e^+e^-$ interactions. For initial state radiation
86 (bremsstrahlung), if the \verb|EEBREM| keyword is selected, an electron
87 structure function will be used. For a convolution of both
88 bremsstrahlung and beamstrahlung, the keyword \verb|EEBEAM| must be
89 used, with appropriate inputs (see documentation).
90
91 \subsection{Version~7.40, October 1998}
92
93         A new process WHIGGS generates $W^\pm+H$ and $Z+H$ events for
94 both the Standard Model and SUSY models and also Higgs pair production
95 for SUSY models. The types and $W$ decay modes are selected with
96 JETTYPE and WMODE as for WPAIR events. This process is of particular
97 interest for producing fairly light Higgs bosons at the Tevatron. See
98 the documentation for more details.
99
100         Some non-minimal GMSB models can be generated using a new
101 keyword GMSB2. The optional parameters are an extra factor between the
102 gaugino and scalar masses, shifts in the Higgs masses, a $D$-term
103 proportional to hypercharge, and independent numbers of messenger
104 fields for the three gauge groups. The documentation gives more
105 details and references.
106
107         The default for SUGRA models has been changed to use
108 $\alpha_s(M_Z)=0.118$, the experimental value. This means that the
109 couplings do not exactly unify at the GUT scale, presumably because of
110 the effects of heavy particles. The keyword AL3UNI can be used to
111 select exact unification, which produces too large a value for
112 $\alpha_s(M_Z)$.
113
114         A number of three-body slepton decays that occur through
115 left-right mixing are now included. These are obviously small but
116 might compete with gravitino decays. In particular, a decay like
117 $\tilde\mu_R \to \tilde\tau_1 \nu\bar\nu$ might lead to a wrong
118 momentum measurement in the muon system. So far we have found no case
119 in which this is probable.
120
121         The new release also includes a separate Unix tar file
122 \verb|mcpp.tar| containing C++ code to read a standard ISAJET output
123 file and copy all the information into C++ classes. The tar file
124 contains makefiles for Software Release Tools, documentation, and
125 examples as well as the code.
126
127 \subsection{Version~7.37, April 1998}
128
129         Version~7.37 incorporates Gauge Mediated SUSY Breaking models
130 for the first time. In these models, SUSY is broken in a hidden sector
131 at a relatively low scale, and the masses of the MSSM fields are then
132 produced through ordinary gauge interactions with messenger fields.
133 The parameters of the GMSB model in ISAJET are $M_m$, the messenger
134 mass scale; $\Lambda_m = F_m/M_m$, where $F_m$ is the SUSY breaking
135 scale in the messenger sector; $N_5$, the number of messenger fields;
136 the usual $\tan\beta$ and $\sgn\mu$; and $C_{\rm grav} \ge 1$, a
137 factor which scales the gravitino mass and hence the lifetime for the
138 lightest MSSM particle to decay into it.
139
140         GMSB models have a light gravitino $\tilde G$ as the lightest
141 SUSY particle. The phenomenology of the model depends mainly on the
142 nature of the next lightest SUSY particle, a $\tilde\chi_1^0$ or a
143 $\tilde\tau_1$, which changes with the number $N_5$ of messengers. The
144 phenomenology also depends on the lifetime for the $\tilde\chi_1^0 \to
145 \tilde G \gamma$ or $\tilde\tau_1 \to \tilde G \tau$ decay; this
146 lifetime can be short or very long. All the relevant decays are
147 included except for $\tilde\mu \to \nu \nu \tilde\tau_1$, which is very
148 suppressed.
149
150         The keyword MGVTNO allows the user to independently input a
151 gravitino gravitino mass for the MSSM option. This allows studies of
152 SUGRA (or other types) of models where the gravitino is the LSP.
153
154         Version~7.37 also contains an extension of the SUGRA model
155 with a variety of non-universal gaugino and sfermion masses and $A$
156 terms at the GUT scale. This makes it possible to study, for example,
157 how well the SUGRA assumptions can be tested.
158
159         Two significant bugs have also been corrected. The decay modes
160 for $B^*$ mesons were missing from the decay table since Version~7.29
161 and have been restored. A sign error in the interference term for
162 chargino production has been corrected, leading to a larger chargino
163 pair cross section at the Tevatron.
164
165 \subsection{Version 7.32, November 1997}
166
167         This version makes several corrections in various chargino and
168 neutralino widths, thus changing the branching ratios for large
169 $\tan\beta$. For $\tilde\chi_2^0$, for example, the $\tilde\chi_1^0
170 b\bar b$ branching ratio is decreased significantly, while the
171 $\tilde\chi_1^0 \tau^+ \tau^-$ one is increased. Thus the SUGRA
172 phenomenology for $\tan\beta \sim 30$ is modified substantially.
173
174         The new version also fixes a few bugs, including a possible
175 numerical precision problem in the Drell-Yan process at high mass and
176 $q_T$. It also includes a missing routine for the Zebra interface.
177
178 \subsection{Version 7.31, August 1997}
179
180         Version fixes a couple of bugs in Version~7.29. In
181 particular, the JETTYPE selection did not work correctly for
182 supersymmetric Higgs bosons, and there was an error in the interactive
183 interface for MSSM input. Since these could lead to incorrect results,
184 users should replace the old version. We thank Art Kreymer for finding
185 these problems. 
186
187         Since top quarks decay before they have time to hadronize,
188 they are now put directly onto the particle list. Top hadrons ($t\bar
189 u$, $t\bar d$, etc.) no longer appear, and FORCE should be used
190 directly for the top quark, i.e.
191 \begin{verbatim}
192 FORCE
193 6,11,-12,5/
194 \end{verbatim}
195
196         The documentation has been converted to LaTeX. Run either
197 LaTeX~2.09 or LaTeX~2e three times to resolve all the forward
198 references. Either US (8.5x11 inch) or A4 size paper can be used.
199
200 \subsection{Version 7.30, July 1997}
201
202         This version fixes a couple of bugs in the previous version.
203 In particular, the JETTYPE selection did not work correctly for
204 supersymmetric Higgs bosons, and there was an error in the interactive
205 interface for MSSM input. Since these could lead to incorrect results,
206 users should replace the old version. We thank Art Kreymer for finding
207 these problems. 
208
209         Since top quarks decay before they have time to hadronize,
210 they are now put directly onto the particle list. Top hadrons ($t\bar
211 u$, $tud$, etc.) no longer appear, and FORCE should be used directly
212 for the top quark, i.e.
213 \begin{verbatim}
214 FORCE
215 6,11,-12,5/
216 \end{verbatim}
217
218         The documentation has been converted to \LaTeX. Run either
219 \LaTeX~2.09 or \LaTeX~2e three times to resolve all the forward
220 references. Either US ($8.5\times11$~inch) or A4 size paper can be
221 used.
222
223 \subsection{Version 7.29, May 1997}
224
225       While the previous version was applicable for large as well as
226 small $\tan\beta$, it did contain approximations for the 3-body decays
227 $\tilde g \to t \bar b \tilde W_i$, $\tilde Z_i \to b \bar b \tilde
228 Z_j, \tau \tau \tilde Z_j$, and $\tilde W_i \to \tau \nu \tilde Z_j$.
229 The complete tree-level calculations for three body decays of the
230 gluino, chargino and neutralino, with all Yukawa couplings and
231 mixings, have now been included (thanks mainly to M. Drees).  We have
232 compared our branching ratios with those calculated by A.~Bartl and
233 collaborators; the agreement is generally good.
234
235       The decay patterns of gluinos, charginos and neutralinos may
236 differ from previous expectations if $\tan\beta$ is large.  In
237 particular, decays into $\tau$'s and $b$'s are often enhanced, while
238 decays into $e$'s and $\mu$'s are reduced.  It could be important for
239 experiments to study new types of signatures, since the cross sections
240 for conventional signatures may be considerably reduced.
241
242       We have also corrected several bugs, including a fairly
243 serious one in the selection of jet types for SUSY Higgs. We thank
244 A.~Kreymer for pointing this out to us.
245
246 \subsection{Version 7.27, January 1997}
247
248       The new version contains substantial improvements in the
249 treatment of the Minimal Supersymmetric Standard Model (MSSM) and the
250 SUGRA model.  The squarks of the first two generations are no longer
251 assumed to be degenerate.  The mass splittings and all the two-body
252 decay modes are now correctly calculated for large $\tan\beta$.  While
253 there are still some approximations for three-body modes, ISAJET is
254 now usable for the whole range $1 \simle \tan\beta \simle M_t/M_b$.  The
255 most interesting new feature for large $\tan\beta$ is that third
256 generation modes can be strongly enhanced or even completely dominant.
257
258       To accomodate these changes it was necessary to change the
259 MSSM input parameters.  To avoid confusion, the MSSM keywords have
260 been renamed MSSM[A-C] instead of MSSM[1-3], and the order of the
261 parameters has been changed.  See the input section of the manual for
262 details.
263
264       Treatment of the MSSM Higgs sector has also been improved.  In
265 the renormalization group equations the Higgs couplings are frozen at
266 a higher scale, $Q = \sqrt{M(\tilde t_L)M(\tilde t_R)}$.  Running
267 $t$, $b$ and $\tau$ masses evaluated at that scale are used to
268 reproduce the dominant 2-loop effects.  There is some sensitivity to
269 the choice of $Q$; our choice seems to give fairly stable results over
270 a wide range of parameters and reasonable agreement with other
271 calculations.  In particular, the resulting light Higgs masses are
272 significantly lower than those from Version~7.22.  
273
274       The default parton distributions have been updated to CTEQ3L.
275 A bug in the PDFLIB interface and other minor bugs have been fixed.
276
277 \subsection{Version 7.22, July 1996}
278
279       The new version fixes errors in $\tilde b \to \tilde W t$ and in
280 some $\tilde t$ decays and Higgs decays. It also contains a new decay
281 table with updated $\tau$, $c$, and $b$ decays, based loosely on the
282 QQ decay package from CLEO.  The updated decays are less detailed than
283 the full CLEO QQ program but an improvement over what existed before.
284 The new decays involve a number of additional resonances, including
285 $f_0(980)$, $a_1(1260)$, $f_2(1270)$, $K_1(1270)$, $K_1^*(1400)$,
286 $K_2^*(1430)$, $\chi_{c1,2,3}$, and $\psi(2S)$, so users may have to
287 change their interface routines.
288
289       A number of other small bugs have been corrected.
290
291 \subsection{Version 7.20, June 1996}
292
293       The new version corrects both errors introduced in Version~7.19
294 and longstanding errors in the final state QCD shower algorithm. It
295 also includes the top mass in the cross sections for $g b \to W t$ and
296 $g t \to Z t$. When the $t$ mass is taken into account, the process $g
297 t \to W b$ can have a pole in the physical region, so it has been
298 removed; see the documentation for more discussion. 
299
300         Steve Tether recently pointed out to us that the anomalous
301 dimension for the $q \to q g$ branching used in the final state QCD
302 branching algorithm was incorrect. In investigating this we found an
303 additional error, a missing factor of $1/3$ in the $g \to q \bar q$
304 branching. The first error produces a small but non-negligible
305 underestimate of gluon radiation from quarks. The second overestimates
306 quark pair production from gluons by about a factor of 3. In
307 particular, this means that backgrounds from heavy quarks $Q$ coming
308 from $g \to Q \bar Q$ have been overestimated.
309
310       The new version also allows the user to set arbitrary masses
311 for the $U(1)$ and $SU(2)$ gaugino mases in the MSSM rather than
312 deriving these from the gluino mass using grand unification. This
313 could be useful in studying one of the SUSY interpretations of a CDF
314 $ee\gamma\gamma\etmiss$ event recently suggested by Ambrosanio, Kane,
315 Kribs, Martin and Mrenna.  Note, however, that radiative decay are
316 {\it not} included, although the user can force them and multiply by
317 the appropriate branching ratios calculated by Haber and Wyler,
318 Nucl.{} Phys.{} B323, 267 (1989). No explicit provision for the decay
319 $\tilde Z_1 \to \tilde G \gamma$ of the lightest zino into a gravitino
320 or goldstino and a photon has been made, but forcing the decay $\tilde
321 Z_1 \to \nu\gamma$ has the same effect for any collider detector.
322
323       A number of other minor bugs have also been corrected. 
324
325 \subsection{Version 7.16, October 1995}
326
327        The new version includes $e^+e^-$ cross sections for both SUSY
328 and Standard Model particles with polarized beams. The $e^-$ and $e^+$
329 polarizations are specified with a new keyword EPOL. Polarization
330 appears to be quite useful in studying SUSY particles at an $e^+e^-$
331 collider.
332
333       The new release also includes some bug fixes for $pp$ reactions,
334 so you should upgrade even if you do not plan to use the polarized
335 $e^+e^-$ cross sections.
336
337 \subsection{Version 7.13, September 1994}
338
339       Version 7.13 of ISAJET fixes a bug that we introduced in the
340 recently released 7.11 and another bug in $\tilde g \to \tilde q \bar
341 q$. We felt it was essential to fix these bugs despite the
342 proliferation of versions.
343
344       The new version includes the cross sections for the $e^+e^-$
345 production of squarks, sleptons, gauginos, and Higgs bosons in Minimal
346 Supersymmetric Standard Model (MSSM) or the minimal supergravity
347 (SUGRA) model, including the effects of cascade decays. To generate
348 such events, select the \verb|E+E-| reaction type and either SUGRA or
349 MSSM, e.g.,
350 \begin{verbatim}
351 SAMPLE E+E- JOB
352 300.,50000,10,100/
353 E+E-
354 SUGRA
355 100,100,0,2,-1/
356 TMASS
357 170,-1,1/
358 END
359 STOP
360 \end{verbatim}
361 The effects of spin correlations in the production and decay, e.g., in
362 $e^+e^- \to \widetilde W_1^+ \widetilde W_1^-$, are not included. 
363
364       It should be noted that the Standard Model $e^+e^-$ generator in
365 ISAJET does not include Bhabba scattering or $W^+W^-$ and $Z^0Z^0$
366 production. Also, its hadronization model is cruder than that
367 available in some other generators.
368
369 \subsection{Version 7.11, September 1994}
370
371       The new version includes the cross sections for the $e^+e^-$
372 production of squarks, sleptons, gauginos, and Higgs bosons in Minimal
373 Supersymmetric Standard Model (MSSM) or the minimal supergravity
374 (SUGRA) model including the effects of cascade decays. To generate
375 such events, select the \verb|E+E-| reaction type and either SUGRA or
376 MSSM, e.g.,
377 \begin{verbatim}
378 SAMPLE E+E- JOB
379 300.,50000,10,100/
380 E+E-
381 SUGRA
382 100,100,0,2,-1/
383 TMASS
384 170,-1,1/
385 END
386 STOP
387 \end{verbatim}
388 The effects of spin correlations in the production and decay, e.g., in
389 $e^+e^- \to \widetilde W_1^+ \widetilde W_1^-$, are not included. 
390
391       It should be noted that the Standard Model $e^+e^-$ generator in
392 ISAJET does not include Bhabba scattering or $W^+W^-$ and $Z^0Z^0$
393 production. Also, its hadronization model is cruder than that
394 available in some other generators.
395
396 \subsection{Version 7.10, July 1994}
397
398        This version adds a new option that solves the renormalization group
399 equations to calculate the Minimal Supersymmetric Standard Model (MSSM)
400 parameters in the minimal supergravity (SUGRA) model, assuming only that the
401 low energy theory has the minimal particle content, that electroweak
402 symmetry is radiatively broken, and that R-parity is conserved.  The minimal
403 SUGRA model has just four parameters, which are taken to be the common
404 scalar mass $m_0$, the common gaugino mass $m_{1/2}$, the common trilinear
405 SUSY breaking term $A_0$, all defined at the GUT scale, and $\tan\beta$; the
406 sign of $\mu$ must also be given.  The renormalization group equations are
407 solved iteratively using Runge-Kutta integration including the correct
408 thresholds.  This program can be used either alone or as part of the event
409 generator.  In the latter case, the parameters are specified using
410 \begin{verse}
411 SUGRA\\
412 $m_0$, $m_{1/2}$, $A_0$, $\tan\beta$, $\sgn\mu$
413 \end{verse}
414 While the SUGRA option is less general than the MSSM, it is theoretically
415 attractive and provides a much more managable parameter space.
416
417       In addition there have been a number of improvements and bug fixes.  An
418 occasional infinite loop in the minimum bias generator has been fixed.  A few
419 SUSY cross sections and decay modes and the JETTYPE flags for SUSY
420 particles have been corrected.  The treatment of $B$ baryons has been
421 improved somewhat.
422
423 \end{document}