ВведениеОбщепризнанная в настоящее время теория элемен-тарных частиц и их взаимодействий — Стандартная мо-дель — подтверждена экспериментами на большом адрон-ном коллайдере (БАК), проведенными в последнее десяти-летие. Был открыт предсказанный теорией скалярный бо-зон Хиггса, получены данные по сечению рождения бозо-на Хиггса при разных энергиях 7, 8, 13 и 14 ТэВ. Послед-няя величина представляет собой практический потолокэнергий, доступных современным ускорителям. Появлениеновых ускорительных машин с более высокими энергиямималовероятно в связи с непомерными затратами на их со-оружение. Все это стимулирует интерес к теоретическомуизучению свойств частиц и процессов их взаимодействияпри высоких энергиях. Базой для подобного изучения, еслиоставаться на твердой научной почве, является Стандарт-ная модель и ее модификации, в частности поведение привысоких энергиях.Стандартная модель включает в себя электрослабуюмодель [1], описывающую электромагнитные и слабые вза-имодействия частиц, и квантовую хромодинамику (КХД) [2],которая отражает сильные взаимодействия кварков. Онапредставляет собой калибровочную теорию, основаннуюна калибровочной группе SU(3) × SU(2) × U(1), яв-ляющейся прямым произведением простых групп. Сильныевзаимодействия кварков описываются квантовой хромо-динамикой с калибровочной группой SU(3) и характер-ной температурой 0, 2 ГэВ. В электрослабой модели с ка-либровочной группой SU(2) × U(1) группа SU(2) отве-чает за слабые взаимодействия с характерной температу-рой 100 ГэВ, тогда как группа U(1) ассоциирована с даль-нодействующими электромагнитными взаимодействиями.Вследствие нулевой массы фотона — переносчика данноговзаимодействия — его характерная температура простира-ется до «бесконечной» планковской энергии 1019 ГэВ.Отталкиваясь от наблюдения характерных энергий, мыпредлагаем [3–5] новую гипотезу в физике частиц: ка-34Известия Коми научного центра УрО РАН, серия «Физико-математические науки» № 5 (57), 2022www.izvestia.komisc.ruлибровочная группа Стандартной модели с увеличениемэнергии (температуры) Вселенной становится проще. Мыпредполагаем, что при увеличении энергии (температуры)более простая калибровочная группа Стандартной моде-ли получается с помощью контракции группы SU(3) ×SU(2)×U(1), параметр которой уменьшается при увели-чении температуры Вселенной. Поскольку средняя энер-гия (температура T) горячей Вселенной связана с ее воз-растом [6, 7], то параметр контракции ε ∼ T−q, q > 0стремится к нулю при T → ∞.Операция контракции (или предельного перехода)групп хорошо известна в физике [8]. Она, в частно-сти, преобразует простую группу в неполупростую. Поня-тие контракции было распространено [9] на алгебраиче-ские структуры, такие как квантовые группы, супергруп-пы, а также на фундаментальные представления унитар-ных групп, которые имеют непосредственное отношение кСтандартной модели. Для симметричной физической си-стемы контракция группы симметрии означает переход ктому или иному предельному состоянию системы. В случаесложной физической системы, каковой является Стандарт-ная модель, изучение предельных состояний при тех илииных предельных значениях физических параметров от-крывает возможность лучше понять поведение системы вцелом.Поскольку изменение калибровочной группы в процес-се контракции происходит непрерывно, в том числе и в са-мом начале предельного перехода при значениях парамет-ра ε вблизи единицы, можно попытаться уловить влияниеэффекта контракции, сравнив полученные на БАК данныепо сечению рождения бозона Хиггса при разных энерги-ях с теоретической зависимостью сечения от температурыВселенной. В данной работе мы анализируем доминантныймеханизм рождения и регистрации бозонов Хиггса на БАКв четырехлептонном процессе, рассматривая зависимостьот температуры соответствующей диаграммы Фейнмана.Модификация диаграмм Фейнмана и зависимость сеченийэлектрослабых процессов от параметра контракции пред-варительно рассмотрены в работах [10, 11].1. Контракция калибровочной группы и пове-дение полейЭлектрослабая модель, объединяющая электромагнит-ные и слабые взаимодействия, представляет собой калиб-ровочную теорию с калибровочной группой SU(2)×U(1),действующей в пространствеC2 фундаментального пред-ставления группы SU(2). Причем точки пространства C2представляют собой четырехкомпонентные (или восьми-компонентные, если учитывать античастицы) спиноры, авекторы описывают лептоны:νee,νμμ,νττ,где e есть электрон, μ — мюон и τ — лептон, νe, νμ, ντ —соответствующие нейтрино, а также три поколения квар-ков:ud,cs,tb.В дальнейшем будем рассматривать только первые поко-ления лептонов и кварков. Элементы матрицы из группыSU(2) определяют калибровочные бозоны: γ — фотон,Z0 — нейтральный слабый бозон, W± — заряженныеслабые бозоны.Мы введем контрактированную группу SU(2; ε) исоответствующее пространство фундаментального пред-ставления C2(ε) [9] согласованным изменением элемен-тов группы SU(2) и векторов пространства C2 видаz′1εz′2=α εβ−ε ¯ β ¯αz1εz2,det u(ε) = |α|2 + ε2|β|2 = 1, u(ε)u†(ε) = 1. (1)Наш подход базируется на действии матриц с зависящимиот контракционного параметра ε элементами на векторы,компоненты которых тоже зависят от этого параметра.Замена β → εβ индуцирует преобразование генерато-ров алгебры Ли su(2): T1 → εT1, T2 → εT2, T3 → T3. Впределе ε → 0 простая алгебра su(2) приобретает струк-туру полупрямой суммы t2 ⊂+t1 коммутативного идеалаt2 = {T1, T2} и одномерной подалгебры t1 = {T3}.Пространство представления C2(ε) расслаивается в этомпределе на одномерную базу, натянутую на {z1}, и одно-мерный слой {z2}.Поскольку калибровочные поля принимают значения валгебре Ли, можно вместо генераторов преобразовать ка-либровочные поля. Для стандартных калибровочных по-лей [1] это преобразование имеет видW±μ→ εW±μ , Zμ → Zμ, Aμ → Aμ. (2)Левые лептонные Ll =νlelи кварковые Ql =uldlполя являются SU(2)-дублетами (векторами),поэтому их компоненты преобразуются как компонентывектора z, а именно:el → εel, dl → εdl, νl → νl, ul → ul. (3)Правые лептонные и кварковые поля являются SU(2)-синглетами (скалярами) и поэтому не изменяются.ГруппаU(1), состоящая из умножений векторов из про-странства представления на унимодулярное комплексноечислоU(1) : ⃗z′= eiω/2⃗z = eiωY ⃗z, ω ∈ R (4)при контракции не преобразуется. То же самое справедли-во для ее калибровочного бозона — фотона γ.В механизме спонтанного нарушения симметрии, с по-мощью которого генерируются массы векторных бозонови других частиц электрослабой модели, одно из основныхсостояний бозонного лагранжиана выбирается в качествевакуума модели, и затем рассматриваются малые возмуще-ния относительно этого вакуума ϕ =0v + H(x).Известия Коми научного центра УрО РАН, серия «Физико-математические науки» № 5 (57), 2022www.izvestia.komisc.ru 35Поэтому поле бозона Хиггса H(x), константа v и завися-щие от нее массы частиц mp умножаются на контракци-онный параметр:H → εH, v → εv, mp → εmp, (5)где p = H,W,Z, e, u, d.Замены (2)–(5) в лагранжиане электрослабой моделидают преобразованный лагранжиан электрослабой моде-ли с контрактированной калибровочной группой, которыйприобретает видLEWM(ε) = L∞ + εL1 + ε2L2 + ε3L3 + ε4L4. (6)Явный вид слагаемых Lk можно найти в монографии [5].При ε → 0 слагаемые с более высокими степенями ε вно-сят меньший вклад в лагранжиан, чем слагаемые с низ-кими степенями. Таким образом, модифицированная элек-трослабая модель при увеличении температуры вплоть до”бесконечной” 1019 ГэВ демонстрирует пять стадий по-ведения, которые различаются степенями контракционно-го параметра, что в значительной мере снимает проблемуиерархий [2].Квантовая хромодинамика — это калибровочная тео-рия с группой SU(3), действующей в трехмерном ком-плексном пространстве C3 цветовых состояний кварковq = (q1, q2, q3)t ≡ (qR, qG, qB)t ∈ C3, где черезq(x) обозначены кварковые поля q = u, d, s, c, b, t, аиндексы R (red), G (green), B (blue) обозначают цвето-вые степени свободы [2]. Контракция калибровочной груп-пы КХД SU(3; ε) определяется действием группы q′(ε) =U(ε)q(ε) вида0@q′1εq′2ε2q′31A =0@u11 εu12 ε2u13εu21 u22 εu23ε2u31 εu32 u331A0@q1εq2ε2q31A(7)в цветовом пространстве C3(ε) фундаментального пред-ставления при ε → 0. При этом остается инвариантной вы-рожденная эрмитова формаq†(ε)q(ε) = |q1|2 + ε2 |q2|2 + ε4 |q3|2 (8)в дважды расслоенном пространстве C3(ε = 0) с базой,натянутой на {q1}, и двумерным слоем {q2, q3}, который всвою очередь расслоен на базу {q2} и слой {q3}. Структу-ра контрактированной алгебры su(3; ε) может быть пред-ставлена в видеsu(3; ε = 0) ==t2{λ3, λ8} ⊂+t2{λ1, λ2}⊂+t4{λ4, λ5, λ6, λ7} ==t2{λ3, λ8} ⊂+t2{λ6, λ7}⊂+t4{λ1, λ2, λ4, λ5},(9)где λi, i = 1, . . . , 8 матрицы Гелл-Манна [12].Переход от классической группы SU(3) и комплекс-ного пространства C3 к группе SU(3; ε) и простран-ствуC3(ε) осуществляется подстановками в лагранжианестандартной КХД полей глюонов и кварков видаu12μ→ εu12μ , u23μ→ εu23μ , u13μ→ ε2u13μ ,q1 → q1, q2 → εq2, q3 → ε2q3. (10)Диагональные калибровочные поля (глюоны) u11μ , u22μ , u33μпри этом не преобразуются.Подстановки (10) приводят к кварковой части лагран-жиана КХД видаLq(ε) = L0q+ ε2L(2)q + ε4L(4)q , (11)гдеL0q=Xq(i¯q1γμ∂μq1 − mq |q1|2 +gs2|q1|2 γμu11μ),(12)L(2)q =Xq(i¯q2γμ∂μq2 − mq |q2|2 ++gs2|q2|2 γμu22μ + q1¯q2γμu21μ + ¯q1q2γμu12μ), (13)L(4)q =Xq(i¯q3γμ∂μq3−mq |q3|2+gs2|q3|2 γμu33μ ++q1¯q3γμu31μ +¯q1q3γμu13μ ++q2¯q3γμu32μ +¯q2q3γμu23μ).(14)Глюонная часть лагранжиана очень громоздка и здесь неприводится. Полный лагранжиан модифицированной КХДс контрактированной калибровочной группой может бытьзаписан в видеLQCD(ε) = L0 + ε2L(2)++ε4L(4) + ε6L(6) + ε8L(8). (15)Объединение лагранжианов электрослабой модели (6)и КХД (15) дает лагранжиан стандартной модели в видеразложения по степеням параметра контракцииLSM(ε) = L0 + εL(1) + ε2L(2) + ε3L(3)++ε4L(4) + ε6L(6) + ε8L(8). (16)Явный вид слагаемых L(k) приведен в монографии [5].В итоге для стандартной модели получаем семь стадий по-ведения при увеличении температуры Вселенной, т. е. придвижении назад во времени к моменту ее рождения в ре-зультате Большого взрыва (рис. 1). Границы между стадия-ми определяются характерными температурами КХД T8 =0, 2 ГэВ и электрослабой модели T4 = 100 ГэВ и для k-ойстепени выражаются формулойTk = T8T8T41−8k, (17)с помощью которой легко находим граничные значения(ГэВ):T1 = 1018, T2 = 107, T3 = 103,T4 = 102, T6 = 1, T8 = 2 · 10−1, (18)36Известия Коми научного центра УрО РАН, серия «Физико-математические науки» № 5 (57), 2022www.izvestia.komisc.ruне зависящие от степени q, связывающей параметр кон-тракции и температуру. При T > Tk слагаемые смножителем εk считаем пренебрежимо малыми. Оценка”бесконечной” температуры T1 ≈ 1018 ГэВ сравнима сэнергией Планка ≈ 1019 ГэВ, при которой становится су-щественным влияние гравитации. Таким образом, контрак-ция калибровочной группы стандартной модели не выхо-дит за пределы проблем, описываемых электрослабыми исильными взаимодействиями.Рисунок 1. История Вселенной (1eV = 104K) [6, 7].Figure 1. History of the Universe (1eV = 104K) [6, 7].2. Сечение рождения бозона Хиггса в экспе-риментах на БАКДоминантный механизм рождения и регистрации бо-зонов Хиггса на БАК описывается диаграммой Фейнмана,изображенной на рис. 2.ppggt, bHZZ¯LL¯LLРисунок 2. Диаграмма рождения бозона Хиггса в четырехлептонном про-цессе.Figure 2. Diagram of Higgs boson production in a four-lepton process.Во встречных протонных пучках два глюона, связыва-ющие кварки в адроны, объединяются в петлю виртуаль-ных кварков (t или b типа), которая рождает бозон ХиггсаH, далее распадающийся на пару нейтральных Z-бозо-нов. Впоследствии каждый из Z-бозонов распадается напару заряженных лептоновL(электронов или мюонов). Од-новременная регистрация четырех лептонов является ин-дикатором рождения бозона Хиггса.Из лагранжиана модифицированной электрослабоймодели (6) и преобразования полейt → t, b → εb, Z → Z, H → εH (19)с учетом того, что пропагатор — это обратный оператор куравнению свободной частицы, т.е. если уравнение бозо-на Хиггса домножается на ε2, то его пропагатор — на ε−2,получаем преобразованную диаграмму, изображенную нарис. 3, где α = 1 соответствует t-кварку, а α = 2 отвеча-ет b-кварку.ppggt, b" "2"2"2HZZ"−2¯LL¯LLРисунок 3. Модифицированная диаграмма рождения бозона Хиггса в че-тырехлептонном процессе.Figure 3. Modified diagram of Higgs boson production in a four-lepton process.После подсчета контракционных множителей ε, харак-теризующих правую электрослабую часть диаграммы, ееможно изобразить в виде (рис. 4), зависящем только отсильных взаимодействий кварков. Она модифицируется засчет контракции группы SU(3; ε). Если в исходной пет-ле кварков их компоненты и глюоны равноправны, то по-сле контракции происходит ”расщепление” процессов об-разования бозонов Хиггса на разные каналы, связанные сразной зависимостью цветов (компонент) кварков от ε =(AT−1)q, q > 0, где A = 4 · 10−4, если T измеряетсяв ГэВ, и A = 4 · 10−7, если T измеряется в ТэВ. Исполь-зуя (11)–(14), получаем девять разных петель виртуальныхкварков, умножающихся на контракционный множитель вразных степенях.ppggt, b "4+Рисунок 4. Диаграмма рождения бозона Хиггса, зависящая от сильныхвзаимодействий кварков. Здесь α = 1 для t-кварка и α = 2 дляb-кварка.Figure 4. Higgs boson production diagram dependent on strong quark interactions.Here α = 1 for the t-quark and α = 2 for the b-quark.Одна петля (рис. 5) дает множитель εα−4.ppq1q3"−4¯q3"−41"−4"−4u31u13 "4"4"−8· "4+ = "−4Рисунок 5. Петля виртуальных кварков с компонентами q1, q3 и анти-кварка с компонентой ¯q3. Амплитуда каналаM31(ε).Figure 5. A loop of virtual quarks with components q1, q3 and an antiquarkwith component ¯q3. Channel amplitudeM31(ε).Известия Коми научного центра УрО РАН, серия «Физико-математические науки» № 5 (57), 2022www.izvestia.komisc.ru 37Другая петля (рис. 6) дает множитель εα−2.ppq2q3"−4¯q3"−4"−2"−2"−2u32u23 "4"4"−6· "4+= "−2Рисунок 6. Петля виртуальных кварков с компонентами q2, q3 и анти-кварка с компонентой ¯q3. Амплитуда каналаM32(ε).Figure 6. A loop of virtual quarks with components q2, q3 and an antiquarkwith component ¯q3. Channel amplitudeM32(ε).Четыре петли (рис. 6–10) приводят к множителю εα.ppq3q3"−4¯q3"−4"−411u33u33 "4"4"−4· "4+ = "Рисунок 7. Петля виртуальных кварков и антикварков с третьей компо-нентой. Амплитуда каналаM33(ε).Figure 7. A loop of virtual quarks and antiquarks with the third component.Channel amplitudeM33(ε).ppq1q2"−2¯q2"−21"−2"−2u21u12 "2"2"−4· "4+ = "Рисунок 8. Петля виртуальных кварков с компонентами q1, q2 и анти-кварка с компонентой ¯q2. Амплитуда каналаM21(ε).Figure 8. A loop of virtual quarks with components q1, q2 and an antiquarkwith component ¯q2. Channel amplitudeM21(ε).ppq3q2"−2¯q2"−2"−4"−2"−2u23u32 "4"4"−4· "4+= "Рисунок 9. Петля виртуальных кварков с компонентами q3, q2 и анти-кварка с компонентой ¯q2. Амплитуда каналаM23(ε).Figure 9. A loop of virtual quarks with components q3, q2 and an antiquarkwith component ¯q2. Channel amplitudeM23(ε).ppq3q11¯q11"−4"−4"−4u13u31 "4"4"−4· "4+ = "Рисунок 10. Петля виртуальных кварков с компонентами q3, q1 и анти-кварка с компонентой ¯q1. Амплитуда каналаM13(ε).Figure 10. A loop of virtual quarks with components q3, q1 and an antiquarkwith component ¯q1. Channel amplitudeM13(ε).Две петли (рис. 11, 12) имеют множитель εα+2.ppq2q2"−2¯q2"−2"−211u22u22 "2"2"−2· "4+ = "+2Рисунок 11. Петля виртуальных кварков и антикварков со второй компо-нентой. Амплитуда каналаM22(ε).Figure 11. A loop of virtual quarks and antiquarks with the second component.Channel amplitudeM22(ε).ppq2q11¯q11"−2"−2"−2u12u21 "2"2"−2· "4+ = "+2Рисунок 12. Петля виртуальных кварков с компонентами q2, q1 и анти-кварка с компонентой ¯q1. Амплитуда каналаM12(ε).Figure 12. A loop of virtual quarks with components q2, q1 and an antiquarkwith component ¯q1. Channel amplitudeM12(ε).Одна петля (рис. 13) виртуальных кварков имеет мно-житель εα+4.ppq1q11¯q11111u11u11 111 · "4+ = "4+Рисунок 13. Петля виртуальных кварков и антикварков с первой компо-нентой. Амплитуда каналаM11(ε).Figure 13. A loop of virtual quarks and antiquarks with the first component.Channel amplitudeM11(ε).38Известия Коми научного центра УрО РАН, серия «Физико-математические науки» № 5 (57), 2022www.izvestia.komisc.ruТаким образом, амплитуды процессов рождения бозонаХиггса умножаются на контракционный параметр в различ-ных степенях в зависимости от того, какие цветовые компо-ненты виртуальных кварков участвуют в его образовании.Эта зависимость описывается выражениемMik(ε) = εrM0ik, i, k = 1, 2, 3, (20)где r = −3,−1, 1, 3, 5 для t-кварка и r = −2, 0, 2, 4, 6для b-кварка. Здесь M0ik = Mik(ε = 1) — исходнаяамплитуда немодифицированного процесса с компонен-тами кварка qi и qk. Сечение процесса пропорциональноквадрату амплитуды σik = |Mik|2. Поскольку параметрε = (AT−1)q мал, то основной вклад в общее сечениеσtot при увеличении температуры T дают каналы, пропор-циональные параметру контракции с отрицательными сте-пенями, т.е.σt(T) = σ0t· ε−p = σ0tAT−pq≡ Ct · Tpq, (21)где p = 2, 4, 6. Вклад остальных процессов либо не из-меняется, либо уменьшается по сравнению со стандартнойситуацией. Максимальный вклад в температурную зависи-мость полного сечения рождения бозона Хиггса вносит ка-налM31(ε) с участием t-кварка при p = 6σt(T) = T6qσint . (22)Результаты измерений сечения рождения бозоновХиггса в четырехлептонном распаде, полученные на БАКв течение ряда лет при столкновении протонных пучковразных энергий, приведены в очередном обзоре [13], со-ставленном Particle Date Group. Эти данные в единицахpicobarn [pb] отражены в табл. 1.Таблица 1. Сечения рождения бозонов ХиггсаTable 1. Higgs boson production cross sectionsT, TeV 7 8 13 14σtot, pb 17 22 56 57Из данных табл. 2 следует, что измеренные сечения демон-стрируют квадратичную зависимость от энергии σtot ∼T2.Таблица 2. Зависимость сечения рождения бозонов Хиггса от энергииTable 2. Energy dependence of the Higgs boson production cross sectionTn, TeV T1=7 T2=8 T3=13 T4=14σtot(Tn)/σtot(T1) 1 1,29 3,29 3,35Tn/T1 1 1,14 1,86 2(Tn/T1)2 1 1,30 3,46 4(Tn/T1)3 1 1,69 6,43 8Для приведения в согласие теоретической зависимо-сти (22) сечения каналов рождения бозонов Хиггса с уве-личением энергии (температуры) с экспериментальнымиданными воспользуемся свободным параметром q, зада-ющим связь контракционного параметра с температуройВселенной, и выберем q = 13 . В результате для каналарождения t-кварка с амплитудой M31(ε) (рис. 5) и наи-большей зависимостью от температуры (22) получим такуюже квадратичную зависимость σt(T) ∼ T2, что и для экс-периментальных сечений σtot ∼ T2. Другие растущие се-чения пропорциональны температуре в дробных степенях∼ T4/3 при p = 4 и ∼ T2/3 при p = 2.Сечения рождения бозонов Хиггса в четырехлептон-ном распаде σtot, измеренные на БАК, представляют собойсуммарный результат, учитывающий вклад как обоих t- иb-кварков, так и всех их цветов (компонент). Поэтому непо-средственно использовать эти данные для анализа зави-симости сечения рождения от T в разных каналах нельзяпо причине ”расщепления” процессов образования бозо-нов Хиггса петлей виртуальных кварков при учете вкладацветовых компонент. Необходимы дополнительные пред-положения о доле t- и b-петлевых вкладов в целом, о вкла-дах каждой цветовой компоненты кварков в общее сече-ние и другие. Однако можно сделать определенный вы-вод о том, что гипотеза о контракции калибровочной груп-пы Стандартной модели не противоречит имеющимся экс-периментальным данным по сечениям рождения бозоновХиггса.ЗаключениеВ теориях калибровочного типа состав частиц выбира-ется в зависимости от поставленной проблемы, а калибро-вочная группа определяет взаимодействие между части-цами модели. Поэтому изменение калибровочной группы, вчастности ее упрощение с помощью контракции (предель-ного перехода), неизбежно приводит к изменению процес-сов, происходящих при взаимодействии частиц модели.В данной работе мы проанализировали доминантныймеханизм рождения бозонов Хиггса на БАК. ДиаграммаФейнмана (рис. 2) этого процесса преобразована с уче-том модифицированного лагранжиана Стандартной моде-ли с контрактированной калибровочной группой. Праваячасть диаграммы, ответственная за электрослабые про-цессы, дает убывающую с ростом температуры амплиту-ду ∼ T−5 для t-кварка или ∼ T−6 для b-кварка,что находится в полном согласии с результатами работы[11], поскольку взаимодействия частиц зависят от парамет-ра контракции и уменьшаются вместе с ним. Иными сло-вами, при одинаковом количестве рождающихся бозоновХиггса количество появляющихся четырехлептонных со-бытий уменьшается с ростом энергии сталкивающихся ча-стиц.Поведение левой части диаграммы, описывающей рож-дение бозона Хиггса петлей виртуальных кварков, не зави-сит от типа кварков (t или b) и определяется только силь-ным взаимодействием между их цветовыми компонентами.Таким образом, суммарный процесс рождения расщепляет-ся на ряд каналов, зависящих от вида цветовых компонент.Сечения каналов могут как расти, так и уменьшаться с ро-стом T.Общие амплитуды различных каналов рождения и ре-гистрации бозона Хиггса зависят от температуры согласновыражению (20), а растущие сечения описываются соот-ношениями (21), причем максимальный рост дается форму-лой (22). При выборе показателя степени q = 13 поведе-Известия Коми научного центра УрО РАН, серия «Физико-математические науки» № 5 (57), 2022www.izvestia.komisc.ru 39ние теоретического сечения процесса (рис. 5) σt(T) ∼ T2совпадает с экспериментальным σtot ∼ T2. Это дает воз-можность сделать вывод о том, что гипотеза о контракциикалибровочной группы Стандартной модели не противоре-чит экспериментальным данным БАК по сечениям рожде-ния бозонов Хиггса.