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{{NoteTA|G1=物理學}}
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'''无穷小应变理论'''（infinitesimal strain theory）也稱為'''无限小应变理论'''，是[[连续介质力学]]中描述固體[[形變]]的數學分析法，適用在其形變量遠小於物體尺寸（[[無窮小量]]）的情形，因此若是均質材料，可以假設材料每一點的結構性質（[[密度]]及[[剛度]]）都相等，不會隨變形而不同。

在此假設下，連續介质力學的方程可以簡化。此作法也稱為是'''小形變理論'''、'''小位移理論'''或'''小位移梯度理論'''。无穷小应变理论和[[有限应变理论]]的假設恰好相反，後者假設形變量沒有遠小於物體尺寸。

无穷小应变理论常用在[[土木工程]]及[[機械工程]]中，其中會進行結構的{{link-en|應力分析|stress analysis}}，而材料是用強度較高的[[混凝土]]及[[钢]]製成，而結構設計的目標也是在一般[[結構荷重]]下，希望其形變量可以降到最小。不過若分析的結構物是較細較薄，較容易變形的元件（例如桿、平板及薄殼），用无限小应变理论來分析就不可靠了<ref>{{Cite book|title=Advanced mechanics of materials|last=Boresi, Arthur P. (Arthur Peter), 1924-|date=2003|publisher=John Wiley & Sons|others=Schmidt, Richard J. (Richard Joseph), 1954-|page=62|isbn=1601199228|edition= 6th|location=New York|oclc=430194205}}</ref>。
==無穷小應變張量==

在[[连续介质力学|連續體]]的無限小變形中（[[位移場|位移梯度張量]]遠小於1，也就是<math>\|\nabla \mathbf u\| \ll 1 </math>），可以用有限應變理論中的任何一個有限應變張量（例如拉格朗日有限應變張量<math>\mathbf E</math>，或是尤拉有限應變張量<math>\mathbf e</math>）進行線性化。在線性化中，可以省略有限應變張量中的二次項或是非線性項，因此可得

<math display="block">\mathbf E = \frac{1}{2} \left(\nabla_{\mathbf X}\mathbf u + (\nabla_{\mathbf X}\mathbf u)^T + (\nabla_{\mathbf X}\mathbf u)^T\nabla_{\mathbf X}\mathbf u\right)\approx \frac{1}{2}\left(\nabla_{\mathbf X}\mathbf u + (\nabla_{\mathbf X}\mathbf u)^T\right)</math>
或
<math display="block">E_{KL}= \frac{1}{2} \left(\frac{\partial U_K}{\partial X_L} +\frac{\partial U_L}{\partial X_K}+ \frac{\partial U_M}{\partial X_K} \frac{\partial U_M}{\partial X_L}\right)\approx \frac{1}{2}\left(\frac{\partial U_K}{\partial X_L}+\frac{\partial U_L}{\partial X_K}\right)</math>
以及
<math display="block">\mathbf e =\frac{1}{2} \left(\nabla_{\mathbf x}\mathbf u + (\nabla_{\mathbf x}\mathbf u)^T - \nabla_{\mathbf x}\mathbf u(\nabla_{\mathbf x}\mathbf u)^T\right)\approx \frac{1}{2}\left(\nabla_{\mathbf x}\mathbf u + (\nabla_{\mathbf x}\mathbf u)^T\right)</math>
或
<math display="block">e_{rs}=\frac{1}{2} \left(\frac{\partial u_r}{\partial x_s} +\frac{\partial u_s}{\partial x_r} -\frac{\partial u_k}{\partial x_r} \frac{\partial u_k}{\partial x_s}\right)\approx \frac{1}{2}\left(\frac{\partial u_r}{\partial x_s} +\frac{\partial u_s}{\partial x_r}\right)</math>

線性化意味著連續體中特定點的物質坐標（material coordinate）和空間坐標（spatial coordinate）差異很小，拉格朗日描述和尤拉描述近似相等。因此，物質位移梯度張量和空間位移梯度張量的分量也相近相等。可得
<math display="block">\mathbf E \approx \mathbf e \approx \boldsymbol \varepsilon = \frac{1}{2}\left((\nabla\mathbf u)^T + \nabla\mathbf u\right) </math>
或
<math display="block"> E_{KL}\approx e_{rs}\approx\varepsilon_{ij} = \frac{1}{2} \left(u_{i,j}+u_{j,i}\right)</math>
其中 <math>\varepsilon_{ij}</math>是無穷小應變張量（也稱為柯西應變張量、線性應變張量、小應變張量）的分量。

<math display="block">\begin{align}
\varepsilon_{ij} &= \frac{1}{2}\left(u_{i,j}+u_{j,i}\right)  \\
&=
\begin{bmatrix}
\varepsilon_{11} & \varepsilon_{12} & \varepsilon_{13} \\
\varepsilon_{21} & \varepsilon_{22} & \varepsilon_{23} \\
\varepsilon_{31} & \varepsilon_{32} & \varepsilon_{33} \\
\end{bmatrix} \\
&=
\begin{bmatrix}
  \frac{\partial u_1}{\partial x_1} & \frac{1}{2} \left(\frac{\partial u_1}{\partial x_2}+\frac{\partial u_2}{\partial x_1}\right) & \frac{1}{2} \left(\frac{\partial u_1}{\partial x_3}+\frac{\partial u_3}{\partial x_1}\right) \\
   \frac{1}{2} \left(\frac{\partial u_2}{\partial x_1}+\frac{\partial u_1}{\partial x_2}\right) & \frac{\partial u_2}{\partial x_2} & \frac{1}{2} \left(\frac{\partial u_2}{\partial x_3}+\frac{\partial u_3}{\partial x_2}\right) \\
   \frac{1}{2} \left(\frac{\partial u_3}{\partial x_1}+\frac{\partial u_1}{\partial x_3}\right) & \frac{1}{2} \left(\frac{\partial u_3}{\partial x_2}+\frac{\partial u_2}{\partial x_3}\right) & \frac{\partial u_3}{\partial x_3} \\
  \end{bmatrix}
\end{align} </math>
或者使用不同的表示方式：
<math display="block">\begin{bmatrix}
\varepsilon_{xx} & \varepsilon_{xy} & \varepsilon_{xz} \\
   \varepsilon_{yx} & \varepsilon_{yy} & \varepsilon_{yz} \\
   \varepsilon_{zx} & \varepsilon_{zy} & \varepsilon_{zz} \\
  \end{bmatrix}
=
\begin{bmatrix}
  \frac{\partial u_x}{\partial x} & \frac{1}{2} \left(\frac{\partial u_x}{\partial y}+\frac{\partial u_y}{\partial x}\right) & \frac{1}{2} \left(\frac{\partial u_x}{\partial z}+\frac{\partial u_z}{\partial x}\right) \\
   \frac{1}{2} \left(\frac{\partial u_y}{\partial x}+\frac{\partial u_x}{\partial y}\right) & \frac{\partial u_y}{\partial y} & \frac{1}{2} \left(\frac{\partial u_y}{\partial z}+\frac{\partial u_z}{\partial y}\right) \\
   \frac{1}{2} \left(\frac{\partial u_z}{\partial x}+\frac{\partial u_x}{\partial z}\right) & \frac{1}{2} \left(\frac{\partial u_z}{\partial y}+\frac{\partial u_y}{\partial z}\right) & \frac{\partial u_z}{\partial z} \\
  \end{bmatrix} </math>

進一步來說，因為形變梯度可以表示成<math>\boldsymbol{F} = \boldsymbol{\nabla}\mathbf{u} + \boldsymbol{I}</math> 其中<math>\boldsymbol{I}</math>是二階單位張量，可得
<math display="block">\boldsymbol\varepsilon = \frac{1}{2} \left(\boldsymbol{F}^T+\boldsymbol{F}\right)-\boldsymbol{I}</math>

另外，根據拉格朗日有限應變張量及尤拉有限應變張量的通用表示法，可得
<math display="block"> \begin{align}
\mathbf E_{(m)}& =\frac{1}{2m} (\mathbf U^{2m}-\boldsymbol{I}) = \frac{1}{2m} [(\boldsymbol{F}^T\boldsymbol{F})^m - \boldsymbol{I}] \approx \frac{1}{2m} [\{\boldsymbol{\nabla}\mathbf{u}+(\boldsymbol{\nabla}\mathbf{u})^T + \boldsymbol{I}\}^m - \boldsymbol{I}]\approx \boldsymbol{\varepsilon}\\
\mathbf e_{(m)}& = \frac{1}{2m} (\mathbf V^{2m}-\boldsymbol{I})= \frac{1}{2m} [(\boldsymbol{F}\boldsymbol{F}^T)^m - \boldsymbol{I}]\approx \boldsymbol{\varepsilon}
\end{align} </math>

==相關條目==
* [[形變]]
* [[应变协调性]]
* [[應力]]
* [[应变片]]
* [[应力-应变曲线]]
* [[胡克定律]]
* [[泊松比]]
* [[有限应变理论]]
*{{link-en|應變率|Strain rate}}
*[[平面應力]]
*{{link-en|數位影像相關性|Digital image correlation}}

== 參考資料 ==
{{Reflist}}

== 外部連結 ==
{{连续介质力学}}

{{DEFAULTSORT:Infinitesimal Strain Theory}}
[[Category:物理量]]
[[Category:材料科學]]
[[Category:固体力学]]
[[Category:力學]]