Assouplir les contraintes cosmologiques sur les masses actuelles des neutrinos : coupler l'énergie noire aux neutrinos

Tableau des liens

• Résumé et introduction
• Couplage de l’énergie noire aux neutrinos
• Impact du couplage sur les perturbations et les observables
• Estimation des paramètres
• Discussion
• Remerciements, annexe et références

II. COUPLAGE DE L'ÉNERGIE NOIRE AUX NEUTRINOS

Considérons un univers plat à courbure nulle, spatialement homogène et isotrope, dont l'expansion est paramétrée par le facteur d'échelle a associé à la métrique espace-temps de Friedmann-Lemaˆıtre-Roberson-Walker (FLRW). Considérant en outre que l'expansion provient de photons (γ), de baryons (b), de matière noire froide (c), de neutrinos (ν) et d'une énergie noire de champ scalaire (ϕ) responsable de l'accélération actuelle, l'équation de Friedmann se lit comme suit :

Dans cette étude, nous souhaitons tester une interaction possible entre les espèces de neutrinos et l'énergie noire, dans un modèle de neutrinos à masse variable où les neutrinos actifs sont couplés au champ scalaire [13-20]. Parce que les données cosmologiques d'ordre supérieur ne sont sensibles qu'à la masse totale des neutrinos [36, 37], nous supposons, à des fins pratiques [38], deux neutrinos sans masse et un neutrino massif couplés de manière non minimale à la composante quintessence. Le neutrino couplé a une masse effective variable, qui dépend de la valeur du champ scalaire et d'un paramètre β adimensionnel et constant,

Les tenseurs d'énergie de contrainte du fluide neutrino et du champ scalaire ne sont pas conservés séparément. Nous avons

où pϕ est la pression dans le champ. Les termes sources supplémentaires disparaissent sans interaction, β = 0, ou si les particules massives de neutrinos sont ultrarelativistes, se comportant comme un rayonnement sans trace.

Pour tester le modèle avec des observations, nous adoptons une paramétrisation phénoménologique connue, proposée pour la première fois dans la réf. [22], où le champ scalaire dépend linéairement du nombre de plis e, N ≡ ln a, tout au long de l'évolution cosmologique. Nous introduisons une constante sans dimension λ pour la pente de la mise à l'échelle :

Cette approche simple est une alternative puissante à la paramétrisation CPL populaire [40, 41], puisqu'une grande variété d'équations d'évolution d'état de l'énergie noire peut être capturée par un seul paramètre supplémentaire [42], limitant ainsi les dégénérescences dans les inférences bayésiennes. Un avantage supplémentaire est que le potentiel de champ scalaire peut être reconstruit analytiquement selon la réf. [22, 24-26]. Cela se fait en résolvant l'équation différentielle du premier ordre (2.7) pour trouver ρϕ en utilisant l'équation de contrainte (2.1) et en notant que ϕ˙ = λH selon l'équation. (2.9). Le potentiel se trouve être une somme de termes exponentiels,

où les échelles de masse sont données par les expressions analytiques suivantes,

Nous pouvons voir sur la figure 2 que le couplage avec les neutrinos change wϕ au cours de l'ère dominée par la matière. Pour les masses croissantes (β > 0, ligne pointillée), l'équation d'état du champ est plus petite par rapport au cas non couplé (β = 0, ligne continue). Au contraire, wϕ est plus grand lorsque le transfert d'énergie se produit dans la direction opposée, c'est-à-dire à partir de neutrinos de masse décroissante (β < 0, ligne pointillée). De manière correspondante, la figure 3 montre que les neutrinos non relativistes qui reçoivent de l'énergie du champ scalaire (β > 0) ont une densité d'énergie fractionnaire plus faible pour atteindre la même masse actuelle que lorsqu'ils donnent de l'énergie (β < 0).

avec

où ϵ est l'énergie comobile du neutrino.