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--- 물리:p-스핀_유리_모형 [2026/08/11 01:59] – [복제 대칭성 깨짐 해] heejeong
+++ 물리:p-스핀_유리_모형 [2026/08/18 10:37] (current) – [복제 대칭성 깨짐 해] admin
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 {{ :물리:t1.jpg?500 |}}
 $h\to0$일 때에 $T_c = 1/(2 \sqrt{\ln2}) \approx 0.600561$로 접근함을 확인할 수 있다.
+[[물리:드알메이다-사울레스_선|드알메이다-사울레스 선]]의 결과를 일반화하면, 아래의 부등식을 만족할 때 복제 대칭성 해는 안정하다 ($h=0$으로 놓았다):
+$$\frac{1}{p-1}\frac{Q}{\lambda} - \int \frac{dx}{\sqrt{2\pi}} e^{-x^2/2} \text{sech}^2 \left(\sqrt{\lambda} x\right) > 0.$$
+$\lambda = \frac12 \beta^2 p q^{p-1}$이므로, 첫째 항은 $q^{2-p}$에 비례하여 $p>2$일 때 $q\to 0$에서 발산하고, 따라서 언제나 부등식이 만족된다. 이는 $T>1$에서만 부등식을 만족하는 $p=2$의 경우([[물리:셰링턴-커크패트릭_모형|셰링턴-커크패트릭 모형]])와 대조된다. 그러나 부등식을 만족한다고 해도 위에서 본 것처럼 저온에선 엔트로피가 음수가 되는 문제가 있어서, 복제 대칭성 해로 모든 온도 영역의 거동을 설명하지는 못한다.
 =====복제 대칭성 깨짐 해=====
 아래의 표현식에서 시작하자:
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 $$\lim_{n\to 0}\frac{1}{n}G\left( x \right) = -\frac{1}{4} \beta^2 J^2 + \frac{1}{4} \beta^2 J^2 (1-x)q_1^p - \frac{1}{2} (1-x)q_1 \lambda_1 + \frac{1}{2}\lambda_1 - \frac{1}{x} \ln \left\{ \int Dz_1 \left[ 2\cosh \left( \sqrt{\lambda_1} z_1 \right) \right]^x \right\}$$
 값을 구한다. 편의상 $h=0$으로 놓았다. 이제 $x$를 바꾸어가며 위 식의 최댓값을 찾고 그 때를 $x_s$라고 한다.
 계산 결과는 아래 그림처럼 주어진다.
 {{:물리:pspin_rsb_ver2.png?400|}}
 $x_s=0$은 복제 대칭해에 해당한다.
 $p=2$인 [[물리:셰링턴-커크패트릭_모형|셰링턴-커크패트릭 모형]]에서는 알려진 대로 $\beta=1$에서 복제 대칭성이 깨지는 것을 볼 수 있다.
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 \end{array}
 \right.$$
+복제본 $a$와 $b$가 다른 그룹에 속하면 $q_0 / \lambda_0$이 발산하므로 해는 안정하다. 반면 둘이 같은 그룹에 속하면 안정성 조건은 다음처럼 주어진다:
+$$\frac{1}{p-1} \frac{q_1}{\lambda_1} - \frac{\int \frac{dz}{\sqrt{2\pi}} e^{-z^2/2} \cosh^{x-4} \sqrt{\lambda_1} z}{\int \frac{dz}{\sqrt{2\pi}} e^{-z^2/2} \cosh^x \sqrt{\lambda_1} z} > 0.$$
+$p$가 크다면 이 부등식은 $T> \frac{2}{3} \frac{p^{3/2}}{\sqrt{\pi}} 2^{-p}$에서 만족된다(Gardner, 1985). 그보다 낮은 온도에서는 복제 대칭성을 모두 깨뜨려야 한다([[물리:복제_대칭성_깨짐_해|복제 대칭성 깨짐 해]]에서 Full RSB를 기술하는 파리시 해 참조).
 ======함께 보기======
   * [[물리:무작위_에너지_모형|무작위 에너지 모형]]