彈性半無限空間中矩形孔收縮的復變函數解答

申航，周航，劉漢龍

(重慶大學 山地城鎮建設與新技術教育部重點實驗室；土木工程學院，重慶 400045)

近年來，中國城市隧道建設突飛猛進，不僅數量上上了新臺階，而且越來越多的隧道類型不斷涌現。其中，矩形頂管隧道相較傳統圓形隧道，有著埋深淺、斷面面積利用率高、施工時對地面交通影響小、無污染、無噪音等優點。近年來，在城市地下過街通道、地下綜合管廊、地鐵隧道、中短距離的城市地下道路、地下空間的互聯互通、地鐵暗挖車站等工程中，矩形頂管隧道都得到了廣泛運用。矩形頂管隧道的發展，代表著中國未來城市中短程隧道建設的新方向。2002年，日本京都地鐵工程采用了矩形盾構機，首次成功建成了矩形單洞雙線隧道[1]；1995年，中國的矩形隧道開始起步，2015年，寧波軌道交通3號線采用類矩形盾構，并圓滿完工，標志著中國在類矩形盾構技術方面取得重大突破并處于世界領先行列。2004年，波士頓中央大道矩形頂管隧道工程順利完成，這項工程連接了美國兩條主要洲際公路干線，工程進行中沒有影響道路的正常運營。中國也有許多矩形頂管的應用，比如武漢地鐵2號線王家墩東站4號出入口工程，通道總長62.4 m，僅用22 d便施工完成[2]。

雖然當前矩形隧道的工程實踐較為豐富，但對應的淺埋矩形隧道理論研究工作卻明顯薄弱。目前，淺埋隧道的理論研究以圓形隧道為主。Jeffery[3]和Mindlin[4]采用雙極坐標法研究了圓形隧道洞周的應力分布，但由于雙極坐標法的局限性，無法求出復雜隧道的應力場，也不能得出位移場的分布；而且雙極坐標法在隧道埋深較淺時會產生較大的計算誤差[5]。Sagasete[6]采用鏡像法，假設土體為不可壓縮的彈性半無限體，得到了土體的位移場和應力場，隨后Verruijt等[7]在Sagasete研究的基礎上進一步分析了土體位移場隨隧道橢圓化變形的影響，但Sagasete的方法基于土體不可壓縮的假設，只能計算泊松比為0.5時的情況，有其局限性。曾彬等[8-9]、魏剛等[10]基于隨機介質理論，分析了雙圓盾構隧道和類矩形隧道的土體位移規律，然而受制于隨機介質理論的特點，只能得到位移場的結果，難以明確圍巖的應力分布規律。

利用彈性力學復變函數方法，可以通過保角映射將一些較為復雜的幾何單連通域映射為復平面內的簡單幾何單連通域(單位圓或同心圓環等)，然后，在這些域內，可以結合給定的邊界條件，較為方便地解出復應力函數。許多學者基于復變函數理論的這一特征，對圓形隧道以及其他異型隧道進行了很多有意義的研究。Verruijt[11-12]通過保角映射將半無限空間上的圓形孔洞映射為同心圓環，利用彈性力學方法，分別得到了不考慮體力情況下的給定孔邊均布徑向位移和給定孔邊均布徑向壓力的兩種解析解。隨后，Strack等[13]考慮了體力的影響，在應力解析函數中添加了可以計算由于土體自重產生的開挖引起的不平衡力系的項，得到了孔邊位移邊值問題的解。路文超[14]、蔚立元等[15]、張永興等[16]在此基礎上考慮了不同荷載作用的情況，并作出了解答。王立忠等[17]基于Verruijt解法分析了Pack[18]提出的4種不同的圓形隧洞邊界位移邊界條件，并將其解答與隧道實測數據進行了比對，指出第3和第4邊界條件更加符合實際工程結果。此前基于復變函數方法的研究多針對圓形隧道，而對于非圓孔隧道進行的研究較少。曾癸森[19]提出了新的保角映射函數，可以將半無限空間上的任意異型孔映射成同心圓環，并給出了橢圓形隧道的解答，驗證了其可靠性。

筆者基于曾癸森[19]給出的保角映射函數，將半無限空間上的矩形隧道映射成復平面上的同心圓環，假設問題為平面應變問題，忽略體力的影響，假設地表邊界為零應力邊界，孔口邊界為均勻徑向收縮的矩形位移邊界，通過彈性力學復變函數方法得到問題的解析解。通過與有限元結果對比驗證解析解的可靠性，并基于得出的解答進一步分析矩形淺埋隧道開挖的應力場和位移場，總結矩形淺埋隧道位移場和應力場的一般規律，為之后的矩形隧道研究打下基礎。

1 半無限空間矩形淺埋隧洞問題描述

圖1為z平面(直角坐標系)下，半無限空間中矩形孔洞的示意圖。b為矩形隧道的寬，h為隧道的高，d為孔洞中心到地表水平線的距離，A(O)點為坐標原點，B點為地表水平線的無窮遠點，C點和D點分別為矩形隧道頂部和底部輪廓線與隧道中軸線的交點，E點和F點為矩形孔洞在右半平面的兩個角點。θ為矩形孔洞的角點F相對矩形中心點所在的角度。R域為半無限空間中矩形孔洞以外的區域。假設土體為均質各向同性彈性材料，將問題簡化成平面應變問題進行討論。

圖1 半無限空間的一個矩形孔洞Fig.1 A half space with a rectangular

根據Muskhelishvili[20]給出的平面應變問題的復變函數方法，彈性解答可以由R域內的兩個解析函數φ(Z)和ψ(Z)表示出來。其中，應力分量為

(1)

(2)

位移分量為

(3)

式中：G=E/(2+2μ)是剪切模量；E為土體的彈性模量；κ是與泊松比μ相關聯的參數，在該平面應變問題中，取κ=3-4μ。

在z平面中，地表平面無應力作用，故采用應力邊界條件控制；矩形孔周采用均勻收縮的位移邊界條件，故采用位移邊界條件控制。邊界條件為

(4)

(5)

式中：l為矩形孔周線上的點形成的集合。

2 復變函數解法

2.1 共形映射

采用曾癸森[19]提出的共形映射公式(6)，將z平面上的R區域映射為ζ平面上的同心圓環，其中，圓環內外半徑分別為α和1，圓環內邊界對應矩形孔洞邊界，圓環外邊界對應地表邊界。如圖2所示，z平面上的A、B、C、D、E、F點分別對應ζ平面上的A′、B′、C′、D′、E′、F′點。?1和?2分別為E′點和F′點在ζ平面上對應的幅角。

圖2 共形映射區域

(6)

式中：

z=x+iy=reiθ

(7)

ζ=ξ+iη=ρei?

(8)

式中：a和β為待定系數，以及圓環域的內半徑α也為待定系數。曾癸森[19]只計算了橢圓形隧洞，由于孔洞形狀比較簡單，所取的映射函數項較少，很容易求解，但矩形隧洞需要的映射函數項較多，大大提升了需要求解的非線性方程組的未知數數量，直接求解存在困難。Zhou等[21]曾采用基于最小二乘法迭代計算方法來確定任意空腔保角映射方程的常系數，參考其方法進行迭代計算，并作出一些改進。

1)首先，沿著矩形孔洞邊界從D點開始按逆時針方向等間距取m+1個取樣點(其中，第一個和最后一個取樣點是同一個點)，這樣，就將孔洞輪廓均等地分成了m段，得到了m+1個取樣點在z平面上的坐標。同時，在ζ平面上將圓環域的內邊界從D′點開始，沿逆時針方向，同樣等間距地劃分成m段，這樣，也就得到了ζ平面上的m+1個取樣點的坐標。將z平面和ζ平面上得到的取樣點，按照從起點處逆時針依次經過的先后順序進行編號，并一一對應起來。在圓環域內邊界取點的過程中，由于圓環域的內半徑α暫且未知，不妨先假設一個初值(α0=0.5)，再在之后的計算中迭代逼近真實值。

2)將m個取樣點的坐標代入共形映射公式(6)中，將會得到一個由m+1個方程，k+1個未知數組成的方程組，這個方程組可以寫成矩陣形式

AX=B

(9)

式中：

A=i·

(11)

(12)

根據最小二乘法原理，式(9)可以寫成

X=(ATA)-1ATB

(13)

3)通過過程1)中得到的z平面和ζ平面中取樣點的坐標，可以得到一個初始的A和B矩陣，代入式(13)中便可解得第1組系數矩陣X。但得到的第1組系數是不準確的，需要進行進一步的迭代，以提高精度。

4)將上一步過程中得到的X矩陣再代入式(9)中，得到一組新的z平面上的參考點坐標。這組坐標代表了采用當前系數矩陣X的情況下，ζ平面中圓環內邊界上的點投射到z平面上的情況。在僅進行了第一次迭代的情況下，會發現新的參考點偏離所需要的輪廓線較多。

5)為了進行下一次迭代，需要將新得到的參考點坐標進行修正。首先，需要計算當前參考點輪廓線的周長，將m個參考點中相鄰的兩兩參考點間的距離都疊加起來便可得到；隨后，計算從起點處沿逆時針方向到各個參考點所走過的路程；最后，根據各個參考點對應路程在周長中的占比，找到在精確的矩形輪廓上同樣占比的取樣點，由此便可得到一組修正后的取樣點坐標。

6)由上一步可得到修正后的B矩陣，隨后重復3)、4)、5)的迭代過程，直到第t次迭代產生的系數矩陣Xt和第t-1次迭代產生的系數矩陣Xt -1之間的誤差滿足精度要求，則認為迭代收斂。

7)以上過程是針對α0=0.5進行的迭代，此時在5)中得到的迭代收斂后的輪廓線還不是需要的矩形孔洞邊界，需要進一步對α值進行修正，才能得到滿足需要的α值。經過試算發現，當α值偏大時，輪廓線將會位于矩形孔洞邊界的外側，且α值越大，外擴的現象越明顯；反之，當α值偏小時，輪廓線將會位于矩形孔洞邊界的內側，且α值越小，內縮的現象越明顯。因此，通過計算判斷輪廓線周長與精確矩形孔洞邊界周長的大小關系，便可確定當前設定的α值與精確值之間的大小關系。當輪廓線周長大于孔洞周長時，說明當前α值偏大，將α值適當縮小，反之，則將α值適當放大，然后重新進行1)至6)的迭代過程。當得到的新輪廓線周長與孔洞周長之間的誤差滿足精度要求時，停止迭代過程，此時得到的待定系數a、βk、α能夠精度較高地完成共形映射。

2.2 洞周位移收斂條件

隧道在開挖的過程中不可避免地會產生土體損失，一般來說，隧道的開挖面相比最終的隧道斷面要略大一些。在矩形隧道開挖過程中，由于土體損失的存在，將會引發矩形孔收縮的問題，通過給定孔收縮的位移條件，對此問題進行分析。對于圓形隧道的位移邊界條件，Park[18]給出過簡化的4種徑向位移邊界條件，但矩形隧道的位移邊界條件更加復雜，目前鮮有研究。采用如圖3所示的矩形徑向位移收斂模式，設定邊界條件位移參數u0，圖3中孔口位移值ub=b·u0、uh=h·u0，位移模式表述為

圖3 矩形徑向收斂模式Fig.3 Rectangular radial contraction

(14)

式中：?1、?2、?3、?4為矩形4個角點在ζ平面中對應點的幅角。?1和?2已在圖2中標出，根據對稱性有?3=2π-?2、?4=2π-?1。

將ζ=αei?=α(cos ?+isin ?)代入共形映射函數式(6)，使其展開成實部和虛部的形式。

z=ω(ζ)=x+iy

(15)

(16)

(17)

圖2中，通過矩形邊界角點F(x,y)在z平面中對應的角度θ，可以推出

(18)

將式(16)、式(17)代入式(18)中，可以計算出F′在ζ平面對應的幅角?1，同理可得E′對應的幅角?2。

至此，矩形位移收斂模式分段函數的分段區間已經完全確定，可將其用傅里葉級數表示，方便后續計算。

(19)

2.3 應力函數的求解

由于φ(Z)和ψ(Z)是R域上的解析函數，映射函數ω(ζ)也是解析函數，因此，φ(Z)和ψ(Z)可以用ζ來表示。

φ(Z)=φ(ω(ζ))=φ(ζ)

(20)

ψ(Z)=ψ(ω(ζ))=ψ(ζ)

(21)

根據復變函數理論可以得出，在ζ平面的環形域γ上，φ(Z)和ψ(Z)可以展開成Laurent級數的形式。

(22)

(23)

同樣，邊界條件在進行一些微分代換后，也可以寫成ζ表示的形式。

(24)

2G(u+iv)=f(ζ)

(25)

式(25)中，f(ζ)是由矩形孔口位移邊界條件確定的位移函數。

(26)

式中：ω(ζ)/ω′(ζ)較為復雜，無法直接寫成級數形式，但可以轉換為傅里葉級數來計算。

(27)

(28)

將式(22)、式(23)、式(27)代入地表應力邊界條件式(24)中，可以得到

(29)

由此可得ak和bk的關系式

(30)

(31)

通過式(30)、式(31)可以求解所有的ak、bk，由此獲得問題的彈性解答。

根據式(3)、式(20)、式(21)，得到位移表達式

(32)

同樣，可以得到應力表達式

(33)

利用式(32)、式(33)可以求得土體的應力場和位移場。其中，位移場包括了土體整體的剛體位移，假設地表無窮遠點的位移為零，則各點的位移再減去地表無窮遠點的位移后才得到最終的位移場結果。

3 結果驗證

為了驗證理論模型的準確性，利用ABAQUS建立了矩形孔收縮的有限元模型，將其得到的有限元解答與理論解進行對比驗證。模型寬取100 m，高取50 m，隧道中心點深度d取3 m，矩形隧道寬b取1.5 m，高h取1 m，泊松比μ取0.3，u0取0.1，彈性模量E取10 MPa。限制模型左右兩側的水平位移，Verruij指出有限元模型需要將底部的位移釋放，以消除剛體位移對模型的影響，因此，底部不設置邊界條件。矩形孔洞周邊區域采用自由網格劃分技術，遠離孔口的區域采用結構化網格劃分技術，網格劃分后總計9 057個單元。有限元模型如圖4所示。

圖4 有限元計算模型圖Fig.4 Finite element calculation

圖5為有限元解和本文解產生的地表沉降曲線、地表水平位移曲線、矩形孔周第一主應力分布以及位移場和最大切應力τmax云圖。圖5(a)中，有限元解和理論解都產生明顯的沉降曲線，地表最大沉降值分別為70.1、68.7 mm，誤差僅為2.85%，且兩種方法計算的地表沉降曲線從中軸線一直到地表遠端都保持著較好的一致性。圖5(b)中，地表的土體都產生了朝中軸線方向的位移，有限元解和本文解的最大位移分別為距中軸線3.7、3.8 m處，誤差為2.7%；有限元解和本文解的最大位移值分別為48、54 mm，誤差為11.1%，相比沉降曲線的誤差來說要偏大；這是由于有限元的邊界條件限制了邊界處的水平位移，但沒有限制豎向位移，因此，有限元解得到的水平位移結果的誤差將會大于豎向位移結果，本文解得到的水平位移解將比有限元解的精度更高。圖5(c)中，橫坐標為沿著矩形孔周，以矩形底邊中點為起點，按逆時針方向所走過的路徑長度占總周長的比值；縱坐標為第一主應力值；本文解和有限元解在底邊中點、側邊中點和頂邊中點處的第一主應力誤差分別為7.4%、3%和1.5%，具有較好精度；在矩形角點處，有較為明顯的應力集中現象，本文解的應力集中現象比有限元解要更加明顯，這是由于有限元解在處理應力集中問題時，應力集中的結果受網格影響較大，同時，本文解的映射函數精度也會對應力集中的結果產生影響，但總體而言，這部分誤差可以接受。

圖5 本文解與有限元解對比Fig.5 Comparison of the proposed solution with the

圖5(d)、(e)為有限元解和本文解的位移場云圖和最大切應力云圖，左半部分為有限元解的結果，右半部分為本文解的結果。很明顯可以看出，有限元解和本文解得出的位移場和應力場基本吻合，從而進一步驗證了本文解的可靠性。

如果假設土體為彈塑性土體，采用Tersca屈服準則來判斷土體的屈服面，那么最大切應力的等值線可以作為土體彈性區和塑性區的分界線。觀察到塑性區最早會出現在矩形孔洞的4個角點，隨著矩形孔洞的位移逐漸增加，塑性區將會從4個角點向外拓展相連，形成類矩形狀的塑形區。

經過上述對比，可以看出本文的理論解與有限元解之間具有很高的一致性，從而驗證了理論方法的正確性和可靠性，可以采用該理論方法繼續深入矩形頂管的研究工作。

4 參數分析

4.1 位移場分析

4.1.1 高寬比對矩形隧道沉降槽的影響 算例保證矩形隧道的截面面積為π m2，取高寬比h/b分別為1/2、2/3、1、3/2、2，隧道深度d取3 m，土體泊松比μ取0.3，彈性模量E取10 MPa，位移參數u0取0.1。同時，根據Verruij給出的方法，計算一組圓形隧道來對比，圓形隧道的中心點深度和矩形隧道相同，圓形半徑為1 m，圓形孔周收斂模式為均勻徑向收斂，采用與矩形隧道相同的土體損失率來計算。

圖6給出了圓形隧道以及不同高寬比的矩形隧道所形成的沉降槽，結果表明：若保證相同隧道的橫截面積和土體損失率，則圓形隧道產生的沉降槽與高寬比h/b為1時的矩形隧道(正方形)產生的沉降槽基本接近。對于矩形隧道，隨著高寬比的增加，沉降槽的寬度逐漸減小，而沉降槽的深度逐漸增加。隨著高寬比的改變，沉降槽的形狀將會發生變化，當高寬比減小到某一個值以下時，沉降槽將不再是一個類高斯曲線的形狀，最大沉降點不再位于隧道中軸線處，軸線處的沉降值將小于兩側。這種現象隨著高寬比的減少，將會越來越明顯。這種沉降槽形狀受高寬比影響的現象，可能是因為沉降槽受到矩形隧道側邊和上下邊位移的共同作用疊加，其中頂邊向下的位移對沉降槽的影響較大，而側邊的橫向位移也會對位移場產生影響。當高寬比較小時，側邊較短，側邊位移對位移場影響較小，影響區域集中在兩條側邊處，所以，此時沉降槽的最大沉降點位于沉降槽中心兩側(對應兩條側邊所在位置)；而當高寬比較大時，側邊較長，側邊位移對位移場影響較大，兩條側邊的影響區域相互疊加，使得側邊橫向位移產生的地表沉降最大值依舊在沉降槽中心處。

圖6 圓形及不同高寬比矩形隧道的沉降槽Fig.6 Settlement curve in circular and rectangular tunnels with different height-width

4.1.2 不同泊松比對沉降槽和橫向位移的影響 選用泊松比μ分別為0.1、0.25、0.35、0.5，彈性模量E取10 MPa，矩形隧道寬b取1.5 m，高h取1 m，隧道中心點深度d取3 m，邊界條件位移參數u0取0.1。

圖7給出了不同泊松比條件下形成的沉降槽，結果表明：泊松比對沉降槽深度的影響較大，隨著泊松比的增大，沉降槽的深度將會明顯加大，同時，沉降槽的寬度也會增加。沉降槽的形狀也會跟隨泊松比的變化而變化，當泊松比很小時(如圖7中μ=0.1時的曲線)，沉降槽的形狀很接近類高斯曲線；隨著泊松比的增大，沉降槽的形狀將會逐漸發生改變(如圖7中μ=0.35時的曲線，明顯沉降槽底部趨于平緩)；而泊松比的值超過某一界限，沉降槽的最低點將會向隧道軸線兩側偏移，沉降槽軸線處的土體相較于其兩側的土體發生輕微隆起(如圖7中μ=0.5曲線所示)，這種現象伴隨泊松比的增大愈發明顯。這種現象在高寬比分析中，推測是由于側邊橫向位移造成的，而泊松比是橫向正應變與軸向正應變絕對值的比值，泊松比的取值大小將會很大程度地反映側邊橫向位移對地表豎向位移(沉降槽)的影響。泊松比越大，側邊橫向位移對沉降槽的影響越大，因此，沉降槽形狀發生改變的現象會越明顯。

圖7 不同土體泊松比的沉降槽Fig.7 Settlement curve with different Poisson

圖8為不同泊松比條件下，x=b位置處土體的橫向位移曲線圖，結果表明：從整體上看，泊松比越大，得到的橫向位移越小。橫向位移的最大值點集中在隧道中心點深度d附近，泊松比對于橫向位移的最大值影響很小。泊松比對橫向位移的影響主要體現在隧道以上的土體，泊松比不僅會極大地影響隧道以上土體的橫向位移值，而且會改變橫向位移曲線的形狀。當泊松比偏大時，隧道以上土體的最小橫向位移點出現在地表；當泊松比減小到某個值以下，最小橫向位移點將會向下偏移。

圖8 不同土體泊松比的橫向位移曲線Fig.8 Lateral displacement curves of different Poisson

4.1.3 不同埋深對沉降槽的影響 選用隧道埋深D分別為1、3、5、7 m，隧道埋深D為隧道頂部到地表的距離；泊松比μ取0.3，彈性模量E取10 MPa，矩形隧道寬b取1.5 m，高h取1 m，邊界條件位移參數u0取0.1。

圖9為不同埋深的矩形隧道產生的地表沉降曲線，結果表明：隧道埋深對沉降槽最大沉降值影響很大，埋深越淺，最大沉降值越大；同時埋深也會影響沉降槽的寬度，沉降槽的寬度隨著埋深的增加逐漸減小。埋深較淺時，沉降槽的形狀會發生變化，變化情況和低泊松比和較大的高寬比時相同，中軸線上的地表沉降將會略大于其兩側的沉降值。

圖9 不同埋深的沉降槽Fig.9 Settlement curve with different

4.2 應力場分析

4.2.1 不同泊松比對孔周應力的影響 泊松比μ分別取0.1、0.3、0.5，對高寬比h/分別b為2/3、1、1.5進行分析。u0取0.1，彈性模量E取10 MPa，埋深D取3 m，隧道截面面積取π m2。

圖10為高寬比分別為2/3、1、1.5的隧道在泊松比0.1、0.3、0.5下的孔周σ1分布。橫坐標為孔周點的相對位置，0代表底邊中點，0.5為頂邊中點。分析結果可知：不同的泊松比將會影響孔周σ1的大小。泊松比越大，孔周σ1整體數值越小，但應力集中的現象將會更加明顯，反之亦然。取不同泊松比時，矩形孔洞各個邊中點處的第一主應力值相互的比值不會發生改變，這說明泊松比不會影響孔周應力的分布情況，只會影響孔周應力的大小。

圖10 不同泊松比下的孔周σ1分布Fig.10 The first principal stress distribution around the pore under different Poisson

4.2.2 不同埋深對孔周應力的影響 矩形隧道埋深D取1、3、5 m，對高寬比h/b為2/3、1、1.5進行分析。位移參數u0取0.1，彈性模量E取10 MPa，泊松比μ取0.3，隧道截面面積取π m2。

圖11為高寬比h/b分別為2/3、1、1.5的隧道在埋深1、3、5 m下的孔周σ1分布。結果表明：無論對于哪種工況，埋深越小，矩形隧道孔周在各個位置的第一主應力值都會越小，反之亦然。很明顯，埋深1 m相對于埋深3 m時的應力變化非常大，而埋深3 m相對于埋深5 m時的應力變化相對小很多。這是由于埋深較淺時，隧道孔周應力受地表影響較大，對于埋深相對敏感；而埋深較深時，隧道的孔周應力受地表影響較小，隨著埋深的加大，孔周應力的變化將會趨于收斂。矩形隧道的埋深和高寬比都會影響孔周應力分布情況。埋深越小，隧道頂邊第一主應力的最大值相對于底邊的比值將會越大，隨著埋深的增大，這一比值將會趨向于1，這與隧道從淺埋到深埋的變化規律相一致。同時，埋深越小，側邊第一主應力的最大值相對于底邊的比值將會越大，隨著埋深增大，這一比值也會趨向于一個固定值。這說明，當隧道屬于超淺埋時，最大第一主應力往往會出現在頂部。

圖11 不同埋深下的孔周σ1分布Fig.11 The first principal stress distribution around the

5 結論

基于復變函數方法得出了可以適用于平面應變條件下半無限空間中矩形隧洞的位移邊界條件解析解，且通過有限元的計算結果驗證了解析解的可靠性；然后基于該方法對不同埋深、不同高寬比、不同泊松比對位移場和應力場的影響進行了敏感性分析，得到以下主要結論：

1)提出的方法是一種解決半無限空間矩形孔收縮問題的復變函數解法，該方法經過與有限元計算結果的對比驗證，保證了其可靠性。解析解與有限元解相比，應力場和位移場都比較一致，僅在應力集中的結果上偏于保守，在實際工程設計運用中，采用解析解的結果會更安全；分析了半無限空間矩形隧洞問題的塑性區發展規律，發現塑性區最早會在矩形孔洞的4個角點產生，隨著位移的增大，逐漸拓展連通，最后，塑性分界面將在矩形孔洞外圍呈類矩形分布。

2)在本文的邊界位移條件下，對沉降槽的參數分析結果表明：沉降槽的深度與土體泊松比和矩形隧洞埋深呈負相關，與矩形隧洞的高寬比呈正相關；而沉降槽的寬度與土體泊松比和矩形隧洞的高寬比呈負相關，與矩形隧洞埋深呈正相關；在泊松比較大、埋深較淺、高寬比較大時，矩形隧洞的沉降槽曲線的形狀將不再是類高斯曲線，主要表現為沉降槽的中心處相較于其兩側將會產生輕微隆起現象，沉降槽的最大沉降點不再位于沉降槽中心。

3)土體泊松比不會影響孔周應力的分布，只會影響孔周應力的大小。土體泊松比越大，孔周第一主應力的值越大，反之，泊松比越小，孔周第一主應力的值越小。隧道埋深不僅會影響孔周應力的大小，還會影響孔周應力的分布。隧道屬于淺埋時，埋深對于孔周應力的影響較大，當埋深較大時，埋深對孔周應力的影響較小。隧道埋深越小，孔周第一主應力的值越小，反之亦然。隨著埋深的加大，頂邊最大第一主應力的值相較于底邊將會逐漸減小，最終兩者比值趨向于1，頂邊最大第一主應力與側邊的比值也會逐漸減小，最終趨向于一個常數。