Primeiramente vamos revisar o modelo de Cirelli et al., que é usado no caso de neutrinos solares. Nossa dedução da massa efetiva dos neutrinos na presença dos neutrinos de fundo do sol (ou supernova), em que a massa do neutrino é um campo dinâmico mν e é não explicitamente dependente da massa do campo aceleron A.
A lagrangiana efetiva usada para a massa do neutrino é dada por:
L = mνν¯Cν + Vtot(mν) . (3.7) Na Eq.(3.7), Vtot = Vν(mν) + V0(mν) representa o potenticial com contribuição dos neutrinos do meio (Vν(mν)) e do potencial advindo do escalar (V0(mν)), respectivamente. A contribuição dos neutrinos de fundo à densidade de energia é
Vν(mν) =
Z d3k
(2π)3
q
(k2+ m2ν)f (k), (3.8) em que f (k) é a soma dos números de ocupação para neutrinos e antineutrinos com momentum k, sendo tais espécies relativísticas. Há também uma contribuição dos neutrinos do Big Bang, sendo que seu respectivo potencial é dado abaixo:
VCνB = mνnCνB. (3.9)
Na Eq.(3.9), nCνB é a densidade cósmica de neutrinos de fundo, que é aproximadamente 113cm−3 para cada sabor de (anti)neutrino. Cirelli et al. ignora a contribuição do acoplamentro entre matéria ordinária e neutrinos, mediado pelo aceleron. Tal acoplamento pode ser visto no artigo [115].
Nós iremos minimizar o potencial para encontrar a dependência da massa do neutrinos com a densidade de neutrinos:
∂Vtot(mν)
∂mν = 0, (3.10)
e obtemos, para neutrinos relativísticos: nCνBν +mν
Eν
nν,meio + V00(mν) = 0. (3.11) É importante notar que a Eq.(3.11) depende do tipo de potencial (V0) do campo escalar e nós escolhemos1 V0(mν) = Λ4f mν µ ! , (3.12)
em que Λ4 é a escala da constante cosmológica e f depende da taxa adimensional mν/µ, em que µ é uma escala de massa sem importância particular para nossa discussão.
A equação de estado da energia escura será w + 1 = −m 0 νV 0 0(mν) Vtot(m0 ν) . (3.13)
Como vimos anteriormente, segundo dados atuais, w ≈ −1. Este valor da equação de estado im- plica que o potencial precisa ser "flat"(dV0(mν)
dmν << 1) e seguindo a equação de minimização, escrita
em (3.10), temos que dV0(mν)
dmν < 0. Então o potentical precisa ser uma função monotonicamente
decrescente em relação à massa do neutrinos. Nossa escolha, para a função f será: f mν µ ! = log µ mν . (3.14)
Vamos definir A ≡ (nmedium/nCνB)(1/hE
νi) e resolver a Eq.(3.11) utilizando-se as Eqs.(3.12) e (3.14). Desta maneira obtemos:
mν − m0ν = −Am 2
ν, (3.15)
em que m0
ν é a massa do neutrino no vácuo. Esta solução, para pequenos valores de A, é dada por: mν = m0ν− A(m
0 ν)
2+ ... (3.16)
Ambas as equações acima podem ser usadas para cada autoestado de massa de neutrinos e o acoplamento no setor escuro leva a uma mudança da massa do neutrino, mas não alteram a estrutura sabor leptônica que é determinado ou por outras contribuições de setores não-escuro para a massa do neutrino ou do setor lépton carregado da teoria [104].
Continuando a seguir tal referência teremos:
n1(x) = cos2θVnνe(x); A1(x) = cos 2θ VA(x); (3.17) n2(x) = sin2θVnνe(x); A2(x) = sin 2θ VA(x). (3.18)
É claro que é fundamental que para tais cálculo temos que calcular o perfil de densidade de neutrinos no meio, seja na supernova ou no sol. Vamos discutir um pouco agora como chegar a essa densidade de neutrinos.
O número de neutrino nν é calculado por dnν = R(t)P (r)dAdt, em que R(t) é a taxa de emissão de neutrinos da neutrinosfera, que possui um raio Rν, P (r) é a distribuição radial de neutrinos (R
P dA = 1), e estes neutrinos estão distribuídos numa região de volume 2π( ~Rν− ~x)2cdt. Então a densidade de neutrinos é dependente da distância do centro da neutrinosfera, r:
nν(r) = Lν hEνi 1 8πcRνr ln r + R ν r − Rν , (3.19)
em que Lν e hEνi são, respectivamente, a luminosidade e a energia média dos neutrinos. Tipica- mente, para um tempo tpb > 1s, hEνei ≈ 11 MeV, hEν¯ei ≈ 16 MeV, hEνxi ≈ 25 MeV (x = µ, τ )
e Lν ≈ 1051 erg/s, para todos os sabores de neutrinos. O tamanho da neutrinosfera depende de cada sabor de neutrinos, mas colocamos Rν ≈ 9 km, que é um valor típico e aproximadamente o valor do núcleo da supernova no instante que estamos considerando. Na figura abaixo mostramos a curva obtida pela Eq.(3.19).
10 100 1000 10000 1e+05 r(km) 1e+21 1e+22 1e+23 1e+24 1e+25 1e+26 1e+27 1e+28 1e+29 1e+30 1e+31 1e+32 1e+33 n ν (cm -3 )
Figura 3.2: Esta figura mostra a evolução da densidade de neutrinos como função do raio de supernova acima da neutrinosfera.
Para r >> Rν a expressão acima, Eq.(3.19), ficará escrita como: nν =
F
4πcr2 , (3.20)
como é exatamente esperado.
Mostramos abaixo a massa do neutrino, usando as equações (3.15) e (3.18), a massa do neutrino em função da distância r a partir do centro da supernova para ∆m2 = 10 eV2 e sin22θ = 0.001, sin22θ = 0.01, sin22θ = 0.1. Vemos claramente que, para atingir os parâmetros do vácuo, são
1012 1013 1014 1015 1016 1017 x (km) 0 2 4 6 8 10 12 ∆ m 2 (eV 2 ) sin22θ=0.001 sin22θ=0.01 sin22θ=0.1
Figura 3.3: Massa do neutrino como funcão da distância a partir do centro da supernova, para ∆m2 = 10 eV2 e sin22θ = 0.001, sin22θ = 0.01, sin22θ = 0.1, respectivamente, as curvas da esquerda para a direita.
necessárias distâncias da ordem de parsecs, e quanto menor o valor de ângulo de mistura, mais próxima à supernova as transições estarão localizadas. O fato das massas evoluirem lentamente e serem extremamente pequenas dentro da supernova (∆m2
mavan atingir valores elevado em longas distâncias) ocorre devido ao fator A, que depende da densidade de neutrinos, ser elevado dentro da supernova. Como visto em [116], o fato de ∆m2
mavan ser muito pequeno na supernova “matará” as oscilações de neutrinos, não permitindo a limitação dos seus respectivos parâmetros de oscilação e também preservando o processo-r de nucleossíntese. Mostramos abaixo duas figuras: uma que mostra a evolução dos autoestados de massa 1/2 e também o ∆m2
mavan para a região do processo-r, que termina aproximadamente em 50 km. Usamos nestes gráficos ∆m2
0 = 1 eV2 e sin22θ ≈ 0.5. 10 20 30 40 50 Radius (km) 1e-14 1e-13 1e-12 1e-11 1e-10 1e-09 1e-08
Mass Eigenstates (eV)
10 20 30 40 50 radius(km) 1e-21 1e-20 1e-19 1e-18 ∆ m 2 (eV 2)
Figura 3.4: Na figura da esquerda mostramos a evolução dos dois autoestados de massa na região de interesse onde ocorre o processo-r de nucleossíntes. A curva vermelha ocorre para o autoestado de massa 4, considerado mais pesado, e a curva preta para o autoestado de massa 1. A figura à direita mostra a evolução do ∆m2
mavan para as mesmas distâncias do gráfico à esquerda. Notamos os pequenos valores de ∆m2mavan.
Usando a Eq. (2.65) do capítulo 2 e usando o perfil de densidade (ρ(r)) e fração eletrônica (Ye) fornecido pelo professor Janka, do Max Planck Institute, Alemanha, calculamos o potencial na supernova e também a probabilidade de sobrevivência para o caso ¯νe → ¯νs sem considerar a inserção de MaVaN. Mostramos nossos resultados na figura 3.5. Notamos que nossos resultados são muito semelhantes aos apresentados no artigo [117], com pequenas modificações que surgem devido a pequenas diferenças no perfil de densidade e também ao método de solução para as probabilidades na propagação do neutrino: em [117] é feito uma aproximação analítica para regiões de ressonância não-adiabáticas, enquanto nós, quando encontramos uma região não-adiabática, resolvemos a equação numericamente para a mesma.