в слабом взаимодействии - гипотеза о том, что константа аксиального слабого взаимодействия без изменения странности мало меняется (слабо перенормируется) сильным взаимодействием. Напр., для 
-распада изменение составляет ок. 20%. Это обстоятельство связано с аномально малой массой p- мезона 
по сравнению с массами других адронов. В гипотетич. пределе 
0 сохранение аксиального тока становится точным и реализуется киральная симметрия, а пион возникает как голдстоуновский бозон при спонтанном нарушении симметрии.
Математически А. т. ч. с. выражается в соотношении между дивергенцией изовекторного аксиального тока 
и полем 
-мезона 
:
(1) (в единицах 
=с=1), тце х= (х 0, х) - пространственно-временная точка, 
=0, 1, 2, 3 - лоренцов индекс (по 
предполагается суммирование), 
=1, 2, 3 - изотопич. индекс, 
- константа 
-распада (
93 МэВ). Гипотеза А. т. ч. с. восходит к работам Й. Намбу (Y. Nambu), а также М. Гелл-Мана (М. Gell-Mann) и М. Леви (М. Levy) в 1960.
Следствия из (1) проверены в ряде процессов с участием 
-мезонов низких энергий. Предсказания носят приближённый характер, поскольку при их выводе пренебрегают полной энергией 
-мезона (включая его массу). Наиб. известным результатом является Голдбергера - Тримена соотношение. Другие известные следствия (1) и алгебры токов - вычисление длин рассеяния мезонов на разл. адронах, соотношения между матричными элементами слабых распадов К-мезонов и т. п.
Согласно совр. представлениям, аксиальный ток строится из полевых операторов кварков, поскольку поле p-мезона нельзя рассматривать как фундаментальное. При этом дивергенция аксиального тока пропорциональна псевдоскалярной плотности кварковых полей:
(2)
где q(x) - дублет полей и- и d -кварков, т и, т d - их токовые массы (см. Кварки),
- Паули матрицы в пространстве изотопич. спина. Это соотношение используется для оценки токовых масс кварков.
В пределе нулевых масс и- и d-кварков дивергенция аксиального тока равна нулю и соответствующий аксиальный заряд строго сохраняется.
На первый взгляд 
в этом случае следует ожидать вырождения по чётности, поскольку аксиальный заряд, действуя на нек-рый вектор состояния, переводит его в др. вектор состояния с той же энергией, но с противоположной чётностью. Такое вырождение, однако, экспериментально не наблюдается. Др возможность реализации симметрии состоит в том, что аксиальный заряд может переводить нуклон не в резонанс с противоположной чётностью, а в состояние нуклон плюс покоящаяся безмассовая псевдоскалярная частица.
Хотя безмассовой псевдоскалярной частицы в природе нет, её роль играет 
-мезон, масса к-рого мала по сравнению с массой нуклона [как видно из ф-лы (1), правильнее говорить о малости 
1/50]. Естественно поэтому допустить, что в пределе т и,d=0, 
-мезон становится безмассовым, и приближение строго сохраняющегося аксиального заряда может быть разумным. Соотношения симметрии при этом сводятся к предсказаниям связей между амплитудами процессов с разным числом 
-мезонов с нулевой полной энергией. Если же учесть, что величина 
конечна, хотя и мала, можно убедиться, что кинематич. эффекты (связанные с изменением положения p-мезонного полюса в разл. амплитудах) приводят к правой части соотношения (1).
Обобщение А. т. ч. с. на аксиальные токи с изменением странности требует существ. учёта эффектов нарушения унитарной симметрии из-за большой величины массы странного кварка (т. е. достаточно большой массы К-мезона).
Лит.: Вайнштейн А. И., Захаров В. И., Частичное сохранение аксиального тока и процессы с "мягкими" 
-мезонами, "УФН", 1970, т. 100, в. 2. В. И. Захаров.