弹性力学:能量法

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弹性力学:能量法 [2025/12/08 13:19] – [5.2 最小余能原理 (Principle of Minimum Complementary Energy)] 张叶安弹性力学:能量法 [2025/12/08 13:20] (当前版本) – [7. 扩展知识：泛函与变分法] 张叶安
行 171: 行 171:
 **步骤**: **步骤**:
 1.  假设位移函数 $u_i \approx \sum a_k \phi_k(x)$。 1.  假设位移函数 $u_i \approx \sum a_k \phi_k(x)$。
 +
 2.  这里的试函数 $\phi_k$ 既要满足位移边界条件，最好也能满足应力边界条件（虽然不是强制，但能提高精度）。 2.  这里的试函数 $\phi_k$ 既要满足位移边界条件，最好也能满足应力边界条件（虽然不是强制，但能提高精度）。
 +
 3.  将假设代入平衡方程，得到残差。 3.  将假设代入平衡方程，得到残差。
 +
 4.  令残差与试函数正交（即积分为0），建立方程组求解 $a_k$。 4.  令残差与试函数正交（即积分为0），建立方程组求解 $a_k$。
  
行 179: 行 182:
 为了深入理解能量法，需要数学上的**变分法**基础。 为了深入理解能量法，需要数学上的**变分法**基础。
  
-*   **泛函 (Functional)**: 简单的说，就是“函数的函数”。+  *   **泛函 (Functional)**: 简单的说，就是“函数的函数”。
     *   普通函数: $y = f(x)$ (输入一个数，输出一个数)。     *   普通函数: $y = f(x)$ (输入一个数，输出一个数)。
     *   泛函: $J = J[y(x)]$ (输入一个函数曲线，输出一个数值)。     *   泛函: $J = J[y(x)]$ (输入一个函数曲线，输出一个数值)。
     *   **例子**: 最速降线问题中，时间 $T$ 是路径曲线 $y(x)$ 的泛函。     *   **例子**: 最速降线问题中，时间 $T$ 是路径曲线 $y(x)$ 的泛函。
-*   **变分 ($\delta$)**:+  *   **变分 ($\delta$)**:
     *   函数的微分 $dy$: 自变量 $x$ 变化微小量 $dx$ 引起的函数值变化。     *   函数的微分 $dy$: 自变量 $x$ 变化微小量 $dx$ 引起的函数值变化。
     *   泛函的变分 $\delta J$: 函数形式 $y(x)$ 发生微小改变 $\delta y$ (虚位移) 引起的泛函值变化。     *   泛函的变分 $\delta J$: 函数形式 $y(x)$ 发生微小改变 $\delta y$ (虚位移) 引起的泛函值变化。
-*   **极值条件**:+  *   **极值条件**:
     *   函数极值: $dy/dx = 0$。     *   函数极值: $dy/dx = 0$。
     *   泛函极值: $\delta J = 0$ (这就是为什么最小势能原理写成 $\delta \Pi_p = 0$)。     *   泛函极值: $\delta J = 0$ (这就是为什么最小势能原理写成 $\delta \Pi_p = 0$)。
行 201: 行 204:
 | | **(能量) 泛函** | | | | **(能量) 泛函** | |
  
-*   **瑞利-里兹法** 直接基于 **最小势能原理 (泛函)**。 +  *   **瑞利-里兹法** 直接基于 **最小势能原理 (泛函)**。 
-*   **伽辽金法** 基于 **加权余量法**，但在弹性力学自伴随算子的情况下，它与瑞利-里兹法是等价的。 +  *   **伽辽金法** 基于 **加权余量法**，但在弹性力学自伴随算子的情况下，它与瑞利-里兹法是等价的。 
-*   **有限元法 (FEM)** 本质上就是**分段定义插值函数**的瑞利-里兹法或伽辽金法。它将复杂的全域函数简化为简单的单元形状函数（如线性、二次多项式），从而极大地简化了计算。+  *   **有限元法 (FEM)** 本质上就是**分段定义插值函数**的瑞利-里兹法或伽辽金法。它将复杂的全域函数简化为简单的单元形状函数（如线性、二次多项式），从而极大地简化了计算。
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  • 最后更改: 2025/12/08 13:19
  • 由 张叶安