Dieses Dokument ist auf Arxiv unter der CC 4.0-Lizenz verfügbar.   Autoren:  (1) Vitor da Fonseca, Instituto de Astrof´ısica e Ciˆencias do Espa¸co, Faculdade de Ciˆencias da Universidade de Lisboa;  (2) Tiago Barreiro, Instituto de Astrof´ısica e Ciˆencias do Espa¸co, Faculdade de Ciˆencias da Universidade de Lisboa und 2ECEO, Universidade Lus´ofona;  (3)Nelson J. Nunes, Instituto de Astrof´ısica e Ciˆencias do Espa¸co, Faculdade de Ciˆencias da Universidade de Lisboa.  Linktabelle   Zusammenfassung und Einleitung   Kopplung dunkler Energie an Neutrinos   Einfluss der Kopplung auf Störungen und Observablen   Parameter Schätzung   Diskussion   Danksagung, Anhang und Referenzen  II. KOPPLUNG VON DUNKLER ENERGIE AN NEUTRINOS  Betrachten wir ein flaches Universum mit verschwindender Krümmung, räumlich homogen und isotrop, dessen Expansion durch den Skalenfaktor a parametrisiert wird, der mit der Raumzeitmetrik Friedmann-Lemaˆıtre-Roberson-Walker (FLRW) verbunden ist. Wenn man weiter berücksichtigt, dass die Expansion durch Photonen (γ), Baryonen (b), kalte dunkle Materie (c), Neutrinos (ν) und ein Skalarfeld dunkler Energie (ϕ) verursacht wird, das für die aktuelle Beschleunigung verantwortlich ist, lautet die Friedmann-Gleichung   In dieser Studie wollen wir eine mögliche Wechselwirkung zwischen Neutrinoarten und Dunkler Energie in einem massenvariierenden Neutrinomodell testen, in dem aktive Neutrinos an das Skalarfeld gekoppelt sind [13–20]. Da kosmologische Daten in führender Ordnung nur auf die Gesamtneutrinomasse empfindlich reagieren [36, 37], nehmen wir aus praktischen Gründen [38] zwei masselose Neutrinos und ein massives Neutrino an, das nicht minimal an die Quintessenzkomponente gekoppelt ist. Das gekoppelte Neutrino hat eine variierende effektive Masse, die vom Wert des Skalarfelds und von einem dimensionslosen und konstanten Parameter β abhängt.   Die Spannungsenergietensoren der Neutrinoflüssigkeit und des Skalarfeldes bleiben nicht getrennt erhalten. Wir haben   wobei pϕ der Druck im Feld ist. Die zusätzlichen Quellterme verschwinden ohne Wechselwirkung, β = 0, oder wenn die massiven Neutrinoteilchen ultrarelativistisch sind, verhalten sie sich wie spurlose Strahlung.   Um das Modell mit Beobachtungen zu testen, verwenden wir eine bekannte phänomenologische Parametrisierung, die erstmals in Ref. [22] vorgeschlagen wurde. Dabei hängt das Skalarfeld während der gesamten kosmologischen Evolution linear von der Anzahl der e-Faltungen ab, N ≡ ln a. Wir führen eine dimensionslose Konstante λ für die Steigung der Skalierung ein:   Dieser einfache Ansatz ist eine leistungsfähige Alternative zur gängigen CPL-Parametrisierung [40, 41], da eine Vielzahl von Zustandsgleichungen der Dunklen Energie durch nur einen zusätzlichen Parameter erfasst werden können [42], wodurch die Entartungen in Bayesschen Schlussfolgerungen begrenzt werden. Ein weiterer Vorteil ist, dass das Skalarfeldpotential analytisch nach Ref. [22, 24–26] rekonstruiert werden kann. Dies geschieht durch Lösen der Differentialgleichung erster Ordnung (2.7), um ρϕ unter Verwendung der Zwangsgleichung (2.1) zu finden, und unter Beachtung, dass ϕ˙ = λH gemäß Gl. (2.9). Das Potential ist zufällig eine Summe von Exponentialtermen,   wobei die Massenskalen durch die folgenden analytischen Ausdrücke gegeben sind,   Aus Abb. 2 ist ersichtlich, dass sich die Kopplung mit Neutrinos wϕ während der materiedominierten Ära ändert. Bei wachsenden Massen (β > 0, gepunktete Linie) ist die Feldzustandsgleichung kleiner als im ungekoppelten Fall (β = 0, durchgezogene Linie). Im Gegensatz dazu ist wϕ größer, wenn die Energieübertragung in die entgegengesetzte Richtung erfolgt, also von Neutrinos mit schrumpfender Masse (β < 0, strichpunktierte Linie). Entsprechend zeigt Abb. 3, dass die nichtrelativistischen Neutrinos, die Energie aus dem Skalarfeld erhalten (β > 0), eine geringere Energiedichte haben, um dieselbe gegenwärtige Masse zu erreichen, als wenn sie Energie abgeben (β < 0).   mit   wobei ϵ die Mitbewegungsenergie des Neutrinos ist. 

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