using option '-treename HLTesdTree' for EsdCollector, adding default parameter for...
[u/mrichter/AliRoot.git] / PYTHIA8 / pythia8130 / xmldoc / TimelikeShowers.xml
1 <chapter name="Timelike Showers">
2     
3 <h2>Timelike Showers</h2>
4
5 The PYTHIA algorithm for timelike final-state showers is based on
6 the recent article <ref>Sjo05</ref>, where a transverse-momentum-ordered
7 evolution scheme is introduced. This algorithm is influenced by
8 the previous mass-ordered algorithm in PYTHIA <ref>Ben87</ref> and by 
9 the dipole-emission formulation in Ariadne <ref>Gus86</ref>. From the 
10 mass-ordered algorithm it inherits a merging procedure for first-order 
11 gluon-emission matrix elements in essentially all two-body decays 
12 in the standard model and its minimal supersymmetric extension 
13 <ref>Nor01</ref>. 
14
15 <p/>
16 The normal user is not expected to call <code>TimeShower</code> directly, 
17 but only have it called from <code>Pythia</code>. Some of the parameters 
18 below, in particular <code>TimeShower:alphaSvalue</code>, would be of 
19 interest for a tuning exercise, however. 
20
21 <h3>Main variables</h3>
22
23 Often the maximum scale of the FSR shower evolution is understood from the
24 context. For instance, in a resonace decay half the resonance mass sets an
25 absolute upper limit. For a hard process in a hadronic collision the choice
26 is not as unique. Here the factorization scale has been chosen as the 
27 maximum evolution scale. This would be the <ei>pT</ei> for a 
28 <ei>2 -> 2</ei> process, supplemented by mass terms for massive outgoing 
29 particles. Some small amount of freedom is offered by
30 <parm name="TimeShower:pTmaxFudge" default="1.0" min="0.5" max="2.0">
31 While the above rules would imply that <ei>pT_max = pT_factorization</ei>, 
32 <code>pTmaxFudge</code> introduced a multiplicative factor <ei>f</ei> such 
33 that instead <ei>pT_max = f * pT_factorization</ei>. Only applies to the 
34 hardest interaction in an event. It is strongly suggested that 
35 <ei>f = 1</ei>, but variations around this default can be useful to test 
36 this assumption. 
37 </parm>
38
39 <p/>
40 The amount of QCD radiation in the shower is determined by 
41 <parm name="TimeShower:alphaSvalue" default="0.137" 
42 min="0.06" max="0.25">
43 The <ei>alpha_strong</ei> value at scale <ei>M_Z^2</ei>. The default 
44 value corresponds to a crude tuning to LEP data, to be improved.
45 </parm>
46
47 <p/>
48 The actual value is then regulated by the running to the scale 
49 <ei>pT^2</ei>, at which the shower evaluates <ei>alpha_strong</ei>
50
51 <modepick name="TimeShower:alphaSorder" default="1" min="0" max="2">
52 Order at which <ei>alpha_strong</ei> runs,
53 <option value="0">zeroth order, i.e. <ei>alpha_strong</ei> is kept 
54 fixed.</option>
55 <option value="1">first order, which is the normal value.</option>
56 <option value="2">second order. Since other parts of the code do 
57 not go to second order there is no strong reason to use this option, 
58 but there is also nothing wrong with it.</option>
59 </modepick>
60
61 <p/>
62 QED radiation is regulated by the <ei>alpha_electromagnetic</ei>
63 value at the <ei>pT^2</ei> scale of a branching.
64  
65 <modepick name="TimeShower:alphaEMorder" default="1" min="-1" max="1">
66 The running of <ei>alpha_em</ei>.
67 <option value="1">first-order running, constrained to agree with
68 <code>StandardModel:alphaEMmZ</code> at the <ei>Z^0</ei> mass.
69 </option>
70 <option value="0">zeroth order, i.e. <ei>alpha_em</ei> is kept 
71 fixed at its value at vanishing momentum transfer.</option>
72 <option value="-1">zeroth order, i.e. <ei>alpha_em</ei> is kept 
73 fixed, but at <code>StandardModel:alphaEMmZ</code>, i.e. its value
74 at the <ei>Z^0</ei> mass.
75 </option> 
76 </modepick>
77
78 <p/>
79 The rate of radiation if divergent in the <ei>pT -> 0</ei> limit. Here, 
80 however, perturbation theory is expected to break down. Therefore an 
81 effective <ei>pT_min</ei> cutoff parameter is introduced, below which 
82 no emissions are allowed. The cutoff may be different for QCD and QED 
83 radiation off quarks, and is mainly a technical parameter for QED 
84 radiation off leptons.
85
86 <parm name="TimeShower:pTmin" default="0.5" min="0.1" max="2.0">
87 Parton shower cut-off <ei>pT</ei> for QCD emissions.
88 </parm>
89
90 <parm name="TimeShower:pTminChgQ" default="0.5" min="0.1" max="2.0">
91 Parton shower cut-off <ei>pT</ei> for photon coupling to coloured particle.
92 </parm>
93
94 <parm name="TimeShower:pTminChgL" default="0.0005" min="0.0001" max="2.0">
95 Parton shower cut-off <ei>pT</ei> for pure QED branchings. 
96 Assumed smaller than (or equal to) <code>pTminChgQ</code>.
97 </parm>
98
99 <p/> 
100 Shower branchings <ei>gamma -> f fbar</ei>, where <ei>f</ei> is a 
101 quark or lepton, in part compete with the hard processes involving 
102 <ei>gamma^*/Z^0</ei> production. In order to avoid overlap it makes
103 sense to correlate the maximum <ei>gamma</ei> mass allowed in showers
104 with the minumum <ei>gamma^*/Z^0</ei> mass allowed in hard processes.
105 In addition, the shower contribution only contains the pure 
106 <ei>gamma^*</ei> contribution, i.e. not the <ei>Z^0</ei> part, so
107 the mass spectrum above 50 GeV or so would not be well described.
108
109 <parm name="TimeShower:mMaxGamma" default="10.0" min="0.001" 
110 max="50.0">
111 Maximum invariant mass allowed for the created fermion pair in a 
112 <ei>gamma -> f fbar</ei> branching in the shower.
113 </parm>
114
115 <h3>Interleaved evolution</h3>
116
117 Multiple interactions (MI) and initial-state showers (ISR) are 
118 always interleaved, as follows. Starting from the hard interaction, 
119 the complete event is constructed by a set of steps. In each step 
120 the <ei>pT</ei> scale of the previous step is used as starting scale 
121 for a downwards evolution. The MI and ISR components each make
122 their respective Monte Carlo choices for the next lower <ei>pT</ei> 
123 value. The one with larger <ei>pT</ei> is allowed to carry out its 
124 proposed action, thereby modifying the conditions for the next steps. 
125 This is relevant since the two components compete for the energy 
126 contained in the beam remnants: both an interaction and an emission 
127 take avay some of the energy, leaving less for the future. The end 
128 result is a combined chain of decreasing <ei>pT</ei> values, where 
129 ones associated with new interactions and ones with new emissions 
130 are interleaved.  
131
132 <p/>
133 There is no corresponding requirement for final-state radiation (FSR)
134 to be interleaved. Such an FSR emission does not compete directly for 
135 beam energy (but see below), and also can be viewed as occuring after 
136 the other two components in some kind of time sense. Interleaving is 
137 allowed, however, since it can be argued that a high-<ei>pT</ei> FSR 
138 occurs on shorter time scales than a low-<ei>pT</ei> MI, say. 
139 Backwards evolution of ISR is also an example that physical time 
140 is not the only possible ordering principle, but that one can work 
141 with conditional probabilities: given the partonic picture at a  
142 specific <ei>pT</ei> resolution scale, what possibilities are open 
143 for a modified picture at a slightly lower <ei>pT</ei> scale, either 
144 by MI, ISR or FSR? Complete interleaving of the three components also 
145 offers advantages if one aims at matching to higher-order matrix 
146 elements above some given scale.
147
148 <flag name="TimeShower:interleave" default="on">
149 If on, final-state emissions are interleaved in the same 
150 decreasing-<ei>pT</ei> chain as multiple interactions and initial-state
151 emissions. If off, final-state emissions are only addressed after the
152 multiple interactions and initial-state radiation have been considered.
153 </flag>
154
155 <p/>
156 As an aside, it should be noted that such interleaving does not affect 
157 showering in resonance decays, such as a <ei>Z^0</ei>. These decays are 
158 only introduced after the production process has been considered in full, 
159 and the subsequent FSR is carried out inside the resonance, with 
160 preserved resonance mass.
161
162 <p/>
163 One aspect of FSR for a hard process in hadron collisions is that often
164 colour diples are formed between a scattered parton and a beam remnant,
165 or rather the hole left behind by an incoming partons. If such holes
166 are allowed as dipole ends and take the recoil when the scattered parton 
167 undergoes a branching then this translates into the need to take some
168 amount of remnant energy also in the case of FSR, i.e. the roles of 
169 ISR and FSR are not completely decoupled. The energy taken away is
170 bokkept by increasing the <ei>x</ei> value assigned to the incoming 
171 scattering parton, and a reweighting factor 
172 <ei>x_new f(x_new, pT^2) / x_old f(x_old, pT^2)</ei> 
173 in the emission probability ensures that not unphysically large 
174 <ei>x_new</ei> values are reached. Usually such <ei>x</ei> changes are 
175 small, and they can be viewed as a higher-order effect beyond the
176 accuracy of the leading-log initial-state showers. 
177
178 <p/>
179 This choice is not unique, however. As an alternative, if nothing else
180 useful for cross-checks, one could imagine that the FSR is completely
181 decoupled from the ISR and beam remnants. 
182
183 <flag name="TimeShower:allowBeamRecoil" default="on">
184 If on, the final-state shower is allowed to borrow energy from 
185 the beam remnants as described above, thereby changing the mass of the 
186 scattering subsystem. If off, the partons in the scattering subsystem 
187 are constrained to borrow energy from each other, such that the total
188 four-momentum of the system is preserved. This flag has no effect 
189 on resonance decays, where the shower always preserves the resonance 
190 mass, cf. the comment above about showers for resonances never being 
191 interleaved. 
192 </flag>
193
194  
195 <h3>Radiation off octet onium states</h3>
196
197 In the current implementation, charmonium and bottomonium production
198 can proceed either through colour singlet or colour octet mechanisms,
199 both of them implemented in terms of <ei>2 -> 2</ei> hard processes
200 such as <ei>g g -> (onium) g</ei>.
201 In the former case the state does not radiate and the onium therefore 
202 is produced in isolation, up to normal underlying-event activity. In 
203 the latter case the situation is not so clear, but it is sensible to 
204 assume that a shower can evolve. (Assuming, of course, that the 
205 transverse momentum of the onium state is sufficiently high that  
206 radiation is of relevance.)
207
208 <p/> 
209 There could be two parts to such a shower. Firstly a gluon (or even a 
210 quark, though less likely) produced in a hard <ei>2 -> 2</ei> process 
211 can undergo showering into many gluons, whereof one branches into the 
212 heavy-quark pair. Secondly, once the pair has been produced, each quark 
213 can radiate further gluons. This latter kind of emission could easily 
214 break up a semibound quark pair, but might also create a new semibound 
215 state where before an unbound pair existed, and to some approximation
216 these two effects should balance in the onium production rate. 
217 The showering "off an onium state" as implemented here therefore should 
218 not be viewed as an accurate description of the emission history
219 step by step, but rather as an effective approach to ensure that the 
220 octet onium produced "in the hard process" is embedded in a realistic 
221 amount of jet activity. 
222 Of course both the isolated singlet and embedded octet are likely to
223 be extremes, but hopefully the mix of the two will strike a reasonable 
224 balance. However, it is possible that some part of the octet production 
225 occurs in channels where it should not be accompanied by (hard) radiation. 
226 Therefore reducing the fraction of octet onium states allowed to radiate 
227 is a valid variation to explore uncertainties. 
228
229 <p/>
230 If an octet onium state is chosen to radiate, the simulation of branchings 
231 is based on the assumption that the full radiation is provided by an 
232 incoherent sum of radiation off the quark and off the antiquark of the 
233 onium state. Thus the splitting kernel is taken to be the normal 
234 <ei>q -> q g</ei> one, multiplied by a factor of two. Obviously this is 
235 a simplification of a more complex picture, averaging over factors pulling
236 in different directions. Firstly, radiation off a gluon ought
237 to be enhanced by a factor 9/4 relative to a quark rather than the 2
238 now used, but this is a minor difference. Secondly, our use of the 
239 <ei>q -> q g</ei> branching kernel is roughly equivalent to always
240 following the harder gluon in a <ei>g -> g g</ei> branching. This could 
241 give us a bias towards producing too hard onia. A soft gluon would have 
242 little phase space to branch into a heavy-quark pair however, so the
243 bias may not be as big as it would seem at first glance. Thirdly, 
244 once the gluon has branched into a quark pair, each quark carries roughly 
245 only half of the onium energy. The maximum energy per emitted gluon should 
246 then be roughly half the onium energy rather than the full, as it is now. 
247 Thereby the energy of radiated gluons is exaggerated, i.e. onia become too 
248 soft. So the second and the third points tend to cancel each other. 
249
250 <p/>
251 Finally, note that the lower cutoff scale of the shower evolution depends 
252 on the onium mass rather than on the quark mass, as it should be. Gluons
253 below the octet-onium scale should only be part of the octet-to-singlet 
254 transition.
255
256 <parm name="TimeShower:octetOniumFraction" default="1." min="0." max="1." >
257 Allow colour-octet charmonium and bottomonium states to radiate gluons.
258 0 means that no octet-onium states radiate, 1 that all do, with possibility
259 to interpolate between these two extremes. 
260 </parm>
261
262 <parm name="TimeShower:octetOniumColFac" default="2." min="0." max="4." >
263 The colour factor used used in the splitting kernel for those octet onium 
264 states that are allowed to radiate, normalized to the <ei>q -> q g</ei>
265 splitting kernel. Thus the default corresponds to twice the radiation
266 off a quark. The physically preferred range would be between 1 and 9/4.
267 </parm>
268
269 <h3>Further variables</h3>
270
271 There are several possibilities you can use to switch on or off selected
272 branching types in the shower, or in other respects simplify the shower.
273 These should normally not be touched. Their main function is for 
274 cross-checks.
275
276 <flag name="TimeShower:QCDshower" default="on">
277 Allow a QCD shower, i.e. branchings <ei>q -> q g</ei>, <ei>g -> g g</ei> 
278 and <ei>g -> q qbar</ei>; on/off = true/false.
279 </flag>
280
281 <modeopen name="TimeShower:nGluonToQuark" default="5" min="0" max="5">
282 Number of allowed quark flavours in <ei>g -> q qbar</ei> branchings
283 (phase space permitting). A change to 4 would exclude 
284 <ei>g -> b bbar</ei>, etc. 
285 </modeopen>
286
287 <flag name="TimeShower:QEDshowerByQ" default="on">
288 Allow quarks to radiate photons, i.e. branchings <ei>q -> q gamma</ei>; 
289 on/off = true/false.
290 </flag>
291
292 <flag name="TimeShower:QEDshowerByL" default="on">
293 Allow leptons to radiate photons, i.e. branchings <ei>l -> l gamma</ei>;  
294 on/off = true/false.
295 </flag>
296
297 <flag name="TimeShower:QEDshowerByGamma" default="on">
298 Allow photons to branch into lepton or quark pairs, i.e. branchings 
299 <ei>gamma -> l+ l-</ei> and <ei>gamma -> q qbar</ei>;
300 on/off = true/false.
301 </flag>
302
303 <modeopen name="TimeShower:nGammaToQuark" default="5" min="0" max="5">
304 Number of allowed quark flavours in <ei>gamma -> q qbar</ei> branchings
305 (phase space permitting). A change to 4 would exclude 
306 <ei>g -> b bbar</ei>, etc. 
307 </modeopen>
308
309 <modeopen name="TimeShower:nGammaToLepton" default="3" min="0" max="3">
310 Number of allowed lepton flavours in <ei>gamma -> l+ l-</ei> branchings
311 (phase space permitting). A change to 2 would exclude 
312 <ei>gamma -> tau+ tau-</ei>, and a change to 1 also 
313 <ei>gamma -> mu+ mu-</ei>. 
314 </modeopen>
315
316 <flag name="TimeShower:MEcorrections" default="on">
317 Use of matrix element corrections where available; on/off = true/false.
318 </flag>
319
320 <flag name="TimeShower:phiPolAsym" default="on">
321 Azimuthal asymmetry induced by gluon polarization; on/off = true/false.
322 </flag>
323
324 </chapter>
325
326 <!-- Copyright (C) 2008 Torbjorn Sjostrand -->