Invariance par conjugaison de charge (C)

L’invariance par conjugaison de charge est une invariance par rotation dans l’espace des spins. Par conséquent elle ne concerne pas l’espace-temps mais transforme un spineur de type ψ en un spineur de type ¯ψ et vice versa. La transformation de conjugasion de charge s’exprime par ψα(x)−→ ψC ′α(x′) = ηCC ¯ψt(x)  α (2.76) et ¯ ψα(x)−→ ¯C ψ′α(x′) = η∗Cψt(x)C  α (2.77)

où C est une matrice de transformation anti-hermitienne unitaire qui s’exprime dans la base de Dirac par

C = iγ2γ0 (2.78)

Une des propritétés de cette matrice est qu’elle commute avec la matrice γ0. Nous avons

permis à cette transformation une phase représentée par le nombre complexe de module unité ηC. Cette phase n’aura aucun rôle sur les propagateurs étant donné que nous serons

toujours amené à évaluer des produits de spineur avec un anti-spineur.

Avec la définition des fonctions spectrale et statistique (2.20) et (2.21) on montre que par l’application de l’opérateur Conjugaison de charge, celles-ci se transforment en

Fij,αβ(x, y)−→ FC ij,αβ′ (x′, y′) = h CF_jit(y, x)C†i αβ (2.79) et ρij,αβ(x, y)−→ ρC ′ij,αβ(x′, y′) = − h Cρt_ji(y, x)C†i αβ (2.80)

On trouve donc que les composantes ont les propriétés de symétries suivantes

Fij,S(x, y) = Fji,S(y, x) (2.81)

Fij,P(x, y) = Fji,P(y, x) (2.82)

F_ij,Vµ _{(x, y) = −Fji,V}µ (y, x) (2.83)

F_ij,Aµ (x, y) = F_ji,Aµ (y, x) (2.84)

F_ij,Tµν _{(x, y) = −Fji,T}µν (y, x) (2.85)

Si on ajoute à cela l’invariance par parité, par rotation, par translation et les propriétées (2.34) on trouve finalement

Fij,P(t, t′; k) = Fij,Aµ (t, t′; k) = Fij,T2(t, t′; k) = 0 (2.86)

Fij,S(t, t′; k) = Fji,S(t′, t; k) ∈ R (2.87)

iFij,0(t, t′; k) ≡ Fij,V0 (t, t′; k) = −Fji,V0 (t′, t; k) ∈ iR (2.88)

Fij,V(t, t′; k) = FVji, 0(t′, t; k) ∈ R (2.89)

Fij,T(t, t′; k) ≡ Fij,T2(t, t′; k) = Fji,T2(t′, t; k) ∈ R (2.90)

et pour ρ

ρij,S(t, t′; k) = −ρji,S(t′, t; k) ∈ iR (2.92)

iρij,0(t, t′; k) ≡ ρ0ij,V(t, t′; k) = ρ0ji,V(t′, t; k) ∈ R (2.93)

ρij,V(t, t′; k) = −ρji,V(t′, t; k) ∈ iR (2.94)

ρij,T(t, t′; k) ≡ ρij,T2(t, t′; k) = −ρji,T2(t′, t; k) ∈ iR. (2.95)

Du à l’hypothèse de symétrie de SU(N), le propagateur fermionique est diagonal dans les indices i et j. On peut simplement omettre leur écriture dans les équations (2.87) à (2.95) ainsi que celles à venir.

De toute cette analyse, il reste au final à implémenter uniquement le champ φ, les propagateurs bosoniques10

G⊥_F et G⊥

ρ ainsi que les propateurs fermioniques FS, F0, FV, FT

et leur analogue spectral ρS, ρ0, ρV, ρT. A ces fonctions s’ajoutent les selfs-energies qui n’en

sont que des combinaisons.

2.5

Développement en 1/N et approximation Next-to-Leading

Order

Jusqu’ici nos équations sont exactes mais pour aller plus loin et implémenter numérique- ment nos équations il faut donner une forme aux self-energies des équations du mouvement. Pour cela nous devons exprimer l’action effective en remplaçant le terme Γ2 par ce sur quoi

nous voulons focaliser notre étude.

Comme dans le cas du reheating scalaire, ce que nous voulons étudier avant tout c’est l’influence des collisions sur la production de particules (matière ou fluctuations de l’infla- ton) et la thermalisation. Pour augmenter l’effet de ces termes on veut pouvoir explorer des couplages fermions-bosons (∝ g et ∝ g′_{) non-perturbatifs tout en ayant une systématique}

d’approximation qui conserve la stabilité de la théorie. Une fois de plus nous utilisons alors un développement en 1/N sachant que le nombre de champs fermioniques doit être grand. Etant donné la relation entre N et NB, nous avons automatiquement un nombre de

champs scalaire très grand. Nous utiliserons cela pour faire tendre formellement NB vers

l’infini (approximation dite large-NB) et ainsi découpler Gk(x, y) du système d’équation

(2.13). A ce niveau, les fluctuations de l’inflaton n’entrent plus du tout en jeu. Le système n’est alors composé que de l’inflaton, de fluctuations transverses bosoniques et de matière fermionique. Ceci est faisable car dans cette limite, le terme proportionel à Gk _{dans l’équa-}

tion du champ φ tend vers zéro quand NB tend vers l’infini, et il en est de même pour

Γ2. J’attire l’atention sur le fait que le terme proportionel à φ2 ne tend pas vers zéro dans

cette limite car la valeur initiale du champs est fixé de telle sorte que ce terme soit O(1). Nous irons chercher l’ordre sous dominant O(N) dans le développement en 1/N. Cet ordre nous permet de capturer les premiers graphes contenant les collisions entre fermions et bosons sans inclure la somme de bulles que nous avons traîté dans le cas du reheating scalaire. Cependant nous gardons le graphe en "8" ne faisant intervenir que des propaga- teurs transverses car il est d’ordre O(N2_{) (Leading Order ) sans prendre la contribution du}

type "Hartree" qui s’avère être d’ordre O(1) étant le premier terme de la série de bulles.

2.5.1 Expression de Γ2

Notre terme contrôlant l’approximation de la théorie, Γ2, en tenant compte de ce qui

a été dit dans le chapitre précédent, contient uniquement deux graphes 2PI, constructibles

10

Nous verrons à la section (2.5) que dans nos approximations les propagateurs Gk_F,ρ découplent du système d’équations (2.13).

avec les vertex de la théorie (2.2) d’ordre O(N). De ces deux contributions, l’une est locale et l’autre non-locale, toutes deux constituées que de propagateurs complet G⊥_{ou D comme}

il est représenté sur la figure (2.1).

Fig.2.1 – Expression diagrammatique du terme Γ₂de l’action effective. La ligne pleine sym- bolise un propagateur complet D de fermions et la ligne tiretée symbolise un propagateur transverse complet G⊥_{. Cette approximation Next-to-Leading Order du développement en}

1/N de l’action effective ne comporte que deux contributions : l’une locale ne faisant pas intervenir de fermions et l’autre non-locale.

L’expression intégrale de Γ2 devient

Γ2[φ, Gk, G⊥, D] = − λ 4!NB Z x G⊥_aa(x, x)G⊥_bb(x, x)+ − g 2 2N Z x,y τ_ija(γ5)αβDjj ′ ββ′(x, y)τjb′_i′(γ5)β′_α′Di ′_i α′_α(y, x)G⊥_ba(x, y). (2.96)

Nous avons pris,une fois de plus, comme raccourci de notation Z x≡ Z C dx0 Z d3~x

où l’intégrale en temps s’effectue sur le contour fermé C de Schwinger représenté sur la figure (1.1) comme dans le cas des champs scalaires.

On peut simplifier l’expression de Γ2 en utilisant le fait que G⊥_ab(x, y) = δabG⊥(x, y),

Dij_αβ(x, y) = δijDαβ(x, y) et la relation [74] τaτb = 1 2NδabIN + i 2fabcτ c₊1 2dabcτ c_{. (2.97)}

Dans cette relation IN est la matrice identité N × N, fabc les constantes de struc-

ture du groupe SU(N) (tenseur antisymétrique combinant les bosons en une composante antisymétrique) et les dabc sont les analogues des constantes de structure mais pour une

composante symétrique. On souligne que faac et daac sont tous les deux nuls. Le premier

par antysimétrie du tenseur et le deuxième car il peut être vu comme une série de matrices (N2_{− 1) × (N}2_{− 1) indicées par c, chacune de trace nulle.}

Une trace sur les indices a, b multiplie par NB− 1 le terme considéré alors qu’une trace

sur les indices i, j multiplie par N le terme considéré. Etant dans la limite large-N et par conséquent la limite large-NB, on peut considérer que NB− 1 ∼ NB et ainsi simplifier le

pré-facteur de chaque intégrale dans l’expression de Γ2. Il résulte donc

Γ2[φ, Gk, G⊥, D] = − λ 4!(NB− 1) Z x G⊥2(x, x)+ +ig 2 4 NB N Z x,y

trD[γ5D(x, y)γ5D(y, x)] G⊥(x, y).

Le premier terme serait l’expression de Γ2 au Leading Order de ce même développement.

Cet ordre ne contient aucune contribution non-locale ne permettant pas l’étude de l’in- fluence des collisions dans la dynamique du système. Le deuxième terme, seul terme Next- to-Leading Order de cette théorie, nous donne accès à la physique qui nous intéresse dans cette étude.

Il faut noter qu’il s’agit bien d’un développement à grand nombre de fermions (et par conséquent de bosons) et non un développement en couplage malgré l’apparente simplici- tée de l’action effective. Cette approximation peut rendre compte de théories à très fort couplages. Elle exige uniquement un grand nombre de champs pour garder sa cohérence et ne nécessite aucunement des petites valeurs de couplage. Cette propriété est cependant formelle. En pratique la renormalisation viendra la briser en demandant que les termes habillant les masses restent petits devant le cut-off de la théorie pour que celle-ci ait un sens.

Avec cette expression de Γ2 on peut désormais compléter le développement analytique

des équations du mouvement en exprimant les self-energies en fonction des propagateurs complets.