WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 5 |

«СЕВЕРО-КАВКАЗСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ ТЕХНИЧЕСКИЙ УНИВЕРСИТЕТ На правах рукописи ТОЛПАЕВ ВЛАДИМИР АЛЕКСАНДРОВИЧ МАТЕМАТИЧЕСКИЕ МОДЕЛИ ДВУМЕРНОЙ ФИЛЬТРАЦИИ В АНИЗОТРОПНЫХ, НЕОДНОРОДНЫХ И МНОГОСЛОЙНЫХ ...»

-- [ Страница 2 ] --

1 p(1, 1 ) + 1 1 p(1, 1 ) = 0. (10) Таким образом, в общем случае в плоскости вспомогательных переменных 1, 1 течения в искривлённых анизотропных пластах описываются комплексными по тенциалами w(1), являющимися p-аналитическими функциями Г.Н.Положего [104, 105]. Отметим теперь два важных следствия, вытекающих из (5), (6), (9) и (10). Следствие 1. Если выражение T11T22 T122 = const, то, как видно из (9) и (10), в плоскости вспомогательного комплексного переменного 1 = 1 + i1 функция (1, 1) будет удовлетворять уравнению Лапласа 2 2 + = 0. Поэтому во всех 2 2 1 тех частных случаях, когда T11T22 T122 = const, для описания линейной двумерной фильтрации в таких слоях можно применять методы теории аналитических функций комплексного переменного. Далее приведены конкретные примеры таких слоёв (это плоскопараллельные, сферические и круговые цилиндрические слои, заполненные однородной изотропной средой). Следствие 2. Рассмотрим теперь настолько тонкие искривлённые слои переменной толщины (приближение О.В. Голубевой), в которых можно пренебречь изменениями параметров Ламе по толщине слоя (по координате ) и принять их равными своим значениям на подошве слоя, т.е.

H 1 = H 1 (,, 1 ) = h1 (, );

H 2 = H 2 (,, 1 ) = h 2 (, );

H 3 = H 3 (,, 1 ) = H (, ). (11) 2 Значение третьего параметра Ламе H 3 (,, 1 ) в формулах (11) из соображений геометрической наглядности выражено через длину H (, ) = H 3 (,, 1 )d дуги 1 координатной линии, заключённой между кровлей и подошвой слоя. Поэтому величину H (, ) в первом приближении можно рассматривать как толщину криволинейного слоя в точке (, ). Для выполнения условий (11) толщина пласта H (, ) в любой его точке должна быть намного меньше главных радиусов R 1 кр и R 2 кр кривизны подошвы и кровли слоя. О таких пластах, следуя О.В. Голубевой [41, 43], будем говорить как о бесконечно тонких. Пусть для бесконечно тонкого искривлённого слоя переменной толщины H (, ) выполнены условия (11) и, кроме того, компоненты тензора проницаемости kij не зависят (т.к. слой бесконечно тонкий) от. Тогда после подстановки пара метров Ламе из (11) в формулы (6) для коэффициентов проводимости искривлённого бесконечно тонкого пласта получим значения:

T11 = h 2 (, ) h (, ) H (, ) k11 (, ) ;

T12 = H (, ) k12 (, ) ;

T22 = 1 H (, ) k 22 (, ). (12) h1 (, ) h 2 (, ) После подстановки (12) в (5) для (, ) получим уравнение h1 h2 h H k11 + H k12 + H k12 + h H k 22 = 0. 1 2 (13) Заметим, что из формул (12) вытекает следующее равенство:

T11T22 T122 = H2(k11k22 k122). Поэтому если 1) толщина искривлённого слоя постоянна, H = const и 2) слой заполнен однородной анизотропной (в частности, однородной изотропной (k11 = k22 = k = const, k12 = 0)) средой, для которой k11k22 k122 = const, то тогда T11T22 T122 = const, и на основании следствия 1 приходим к выводу: двумерные течения в любом бесконечно тонком однородном анизотроп ном (в частности, изотропном) искривлённом слое постоянной толщины описываются аналитическими функциями комплексного переменного. В работах самой О.В. Голубевой и её учеников рассматривались бесконечно тонкие неоднородные изотропные слои с переменной толщиной, причём на подошве искривлённого слоя выбирались изотермические координаты, для которых параметры Ламе h1 и h2 оказываются одинаковыми, т.е. h1 = h2. Поэтому течения в искривлённых изотропных бесконечно тонких слоях переменной толщины в теории О.В. Голубевой рассчитываются с помощью уравнения p(, ) + p(, ) = 0, (14) которое вытекает как частный случай из (13) при h1 = h2, k12 = 0, k11 = k22 = k, и p(,) = H(,)k(,). Сравнивая (10) и (14), видим, что каноническое уравнение (10) для в предложенной уточнённой теории двумерных течений в искривлённых анизотропных слоях конечной толщины и уравнение О.В. Голубевой (14) для течений в бесконечно тонких изотропных искривлённых слоях имеют одинаковый вид. Тем не менее между этими уравнениями большая разница, т.к. уравнение (10) записано для вспомогательных переменных и для искривлённых анизотропных слоёв конечной толщины, а (14) записано в координатах физической области течения и для бесконечно тонких искривлённых изотропных слоёв. Укажем ещё способ расчёта коэффициентов проводимости для анизотропных искривлённых слоёв с постоянной конечной толщиной H. 2.2.2. Расчёт коэффициентов проводимости для двумерной фильтрации в анизотропных искривлённых слоях постоянной конечной толщины. Пусть подошва F1 криволинейного слоя задана параметрически с помощью ортогональных на ней координат и уравнением вида R = R 0 (, ) (рис.5).

Определение. Криволинейный слой будем называть слоем постоянной толщиr r ны, если его кровля F2 представляет геометрическое место концов отрезков постоянной длины, отложенных на нормалях к подошве слоя F1 (рис. 5). В дифференциальной геометрии такие поверхности F1 и F2 называют параллельными криволинейными поверхностями. Для того чтобы получить уравнение кровли F2, предварительно находим координаты вектора единичной нормали n к подошве F1 по формуле r r R 0 R 0 r n= r r. R 0 R 0 r (15) Радиус-вектор внутренней точки M криволинейного слоя, как видно из рис. 5, найдётся по формуле r r r R (,, ) = R 0 (, ) + H n, (16) где 0 1. Уравнение (16) при = 0 даст уравнение подошвы F1, а при = 1 – кровли F2 слоя. Важно заметить, что для криволинейных поверхностей F1, относящихся либо к поверхностям вращения, либо к цилиндрическим поверхностям, формулы (15) и (16) приводят к ортогональным криволинейным координатам,,.

Приведём конкретные примеры расчёта коэффициентов проводимости для двумерной фильтрации в слоях постоянной толщины.

Пример 1. Слои вращения. Поверхность вращения F1 (когда ось вращения совпадает с осью z) задаётся параметрически уравнением вида r r r r R 0 (, ) = r ( ) (cos i + sin j ) + z ( ) k.

(17) Геометрический смысл параметров, и функций r (), z () в уравнении (17) показан на рис. 6. С помощью формул (15), (16) и (17) находим следующие уравнения связи между декартовыми x, y, z и криволинейными,, координатами точек слоя вращения постоянной толщины:

x = f1 (, ) cos ;

y = f1 (, ) sin ;

z = f 2 (, ), (18) где H z ( ) H r ( ) ;

f 2 (, ) = z ( ) + ;

f1 (, ) = r ( ). E( ) E( ) 2 2 E( ) = (r ( ) ) + (z ( ) ) (19) (Знаком «штрих» обозначено дифференцирование по ). Можно непосредственной проверкой убедиться, что в области рассматриваемого слоя вращения постоянной толщины H координаты,, ортогональны. С помощью формул (18) и (19) получаем следующие выражения для параметров Ламе:

H 1 = 2 H 2 A 2 ( ) + 2 H B( ) + E( ) ;

H 2 = f1 (, ) ;

H 3 = H = const, (20) где 2 r ( ) + z ( ), B( ) = z ( ) r ( ) r ( ) z ( ). (21) A ( ) = E( ) E( ) E ( ) E ( ) 2 Теперь по формулам (6) можно будет вычислить коэффициенты проводимости криволинейного слоя вращения постоянной толщины и записать затем конкретный вид уравнения (5) для двумерной фильтрации в нём. К примеру, когда подошва F1 представляет собой сферу радиуса R 1, функции r ( ) и z ( ) в формуле (17) имеют вид r ( ) = R 1 sin ;

z ( ) = R 1 cos. В соответствии с (17)-(21) получаем, что H 1 = R 1 + H;

H 2 = ( R 1 + H ) sin ;

H 3 = H. Коэффициенты проводимости для однородного изотропного сферического слоя постоянной толщины H на основании (6) и (18)-(21), равны: T11 = k H sin ;

T12 = 0;

T22 = kH. sin Уравнение (5) для однородного сферического изотропного слоя постоянной толщины с найденными коэффициентами проводимости примет вид 1 2 =0. + sin sin (22) С помощью замены переменной на 1 = ln tg уравнение (22) сводится к уравне 2 2 нию Лапласа + 2 = 0. Следовательно, для исследования всевозможных тече2 ний в однородных изотропных сферических слоях конечной толщины можно применять методы теории аналитических функций комплексного переменного. В подавляющем большинстве других слоёв вращения постоянной конечной толщины 2 T11 T22 T12 const, и поэтому необходимо будет применять для изучения в них двумерной фильтрации методы теории обобщённых аналитических функций.

Пример 2. Цилиндрические слои постоянной толщины. В этих слоях (рис. 7) образующие подошвы и кровли параллельны горизонтальной оси x декартовой системы x, y, z (ось z направлена вертикально вверх). Параметрическое уравнение r r0 ( ) линии пересечения подошвы = 0 слоя с плоскостью yoz считаем заданным в виде r r r r0 ( ) = f ( ) j + g( ) k.

(23) r Тогда радиус-векторы r (, ) точек слоя в плоскости yoz можно определить по формуле (рис. 7) r (, ) = r0 () + H n, где H – постоянная толщина слоя, n – единичный вектор нормали к линии (23) и – безразмерная координата, 0 1. Радиус-векторы R ( x,, ) любой точки цилиндрического слоя, сечение которого дано на рис. 7, определим по формуле R ( x,, ) = x i + r (, ). Вычислив координаты вектора n по формуле (15) (в которой полагаем = x и = ) и пользуясь двумя последними формулами, для координат x, y, z точек рассматриваемого цилиндрического слоя следующие выражения:

x = x ;

y = f ( ) H g( ) f ( ), ;

z = g ( ) + H E( ) E ( ) r r r r r v r r r (24) где E() = [f ()] 2 + [g()] 2. (Штрих ' обозначает дифференцирование по ). С помощью равенств (24) можно убедиться, что криволинейные координаты x,, ортогональные. Для координат x,, параметры Ламе оказываются равными H1 = 1, H 2 = 2 H 2 A 2 ( ) + 2 H B( ) + E( ), H 3 = H = const, (25) где 2 f ( ) + g( ), B( ) = g( ) f ( ) f ( ) g( ). (26) A ( ) = E( ) E ( ) E ( ) E ( ) 2 Теперь с помощью найденных параметров Ламе по формулам (6) и (23)-(26) можно вычислить коэффициенты проводимости цилиндрических слоёв постоянной толщины. Например, для кругового цилиндрического слоя с радиусами подошвы и кровли R 1 и R 2 и с толщиной H = R 2 R 1 уравнение (23) имеет вид:

r r r r0 = R 1 (sin j + cos k ), угол отсчитываем от оси z по ходу часовой стрелки. То гда в соответствии с (23), (25), (26) получим, что H 2 = R 1 + H. Поэтому для кругового цилиндрического пласта постоянной толщины, заполненного однородной изотропной ( k = const ) пористой средой, коэффициенты проводимости T1 и T2 в соответствии с (6) оказываются равными следующим постоянным значениям:

T1 = 1 2 k ( R 2 R 1 ) и T2 = k ln R 2. Уравнение (5) для кругового однородного изо R 2 1 тропного цилиндрического слоя постоянной толщины примет вид T1 2 2 + T2 2 = 0. x (27) T2 x, то оно преобразуется T Если в (27) перейти к безразмерной переменной x 1 = к уравнению Лапласа 2 2 + = 0. Поэтому для описания двумерной фильтрации 2 x1 в однородных круговых изотропных цилиндрических слоях постоянной толщины могут быть применены методы теории аналитических функций комплексного пе ременного, чего нельзя сказать по отношению к произвольному цилиндрическому слою постоянной конечной толщины.

2.3. Уравнения плоскопараллельных фильтрационных течений несжимаемой жидкости в анизотропно-неоднородных средах и их связь с обобщёнными аналитическими функциями комплексного переменного В теории фильтрации важную роль в теоретическом и прикладном аспектах играют плоскопараллельные фильтрационные течения, которые представляют частный случай описанных в §2.2 двумерных. Плоскопараллельные фильтрационные течения жидкости существуют, если: 1) пласт ограничен плоскими параллельными непроницаемыми подошвой ( = 1 = 0) и кровлей ( = 2 = Н, где Н – толщина слоя), 2) одно из ГНА пористой среды в пласте всюду перпендикулярно к его подошве (кровле) и 3) все компоненты тензора проницаемости K зависят лишь от ортогональных координат и подошвы пласта. Для ортогональных цилиндрических систем координат,, (с перпендикулярной к подошве пласта осью ) параметры Ламе имеют вид:

H 1 = E(, ) ;

H 2 = G (, ) ;

H 3 = H, где E(, ) и G(, )- коэффициенты 1-ой квад ратичной формы для,. Поэтому по формулам (2.6) для коэффициентов проводимости анизотропного неоднородного плоскопараллельного пласта получим следующие значения:

T11 = G k11 H ;

T12 = k12 H ;

T22 = E E k 22 H. G (1) Система уравнений (2.7) с найденными коэффициентами (1) примет вид G = k11 H + k12 H E ;

k12 H + E, k 22 H = G (2) которую, однако, выгоднее переписать в другой, симметричной по отношению к координатам и форме k11 E k12 E k12 1 + = G G, k 22 1 + = G E где = 1. H (2) К этой же системе (2) в рассматриваемом случае приводит сравнение проекций скоростей фильтрации из тензорного закона Дарси (2.3) v = k11 k12 + E G ;

v = k12 k 22 + E G (3) с таковыми же (1.14), выраженными через функцию тока течения. Таким образом, в случае плоскопараллельных течений предложенная в §2.2 общая теория двумерной фильтрации приводит к тем же результатам, что и классический подход. Система уравнений (2) (а значит и (2)) приводится к каноническому виду при помощи частных решений системы (2.8). После подстановки в (2.8) коэффициентов проводимости (1) и тождественных преобразований система (2.8) запишется в виде k11 1 k12 1 + = E G I 3 1 G ;

I k12 1 k + 22 1 = 3 1, E G E (4) где I3 – инвариант (1.3.8) тензора проницаемости 2 I 3 = k11 k 22 k12 = 1 2.

(5) Система (2) путём перехода к новым переменным 1, 1, удовлетворяющим (4), приводится к каноническому виду (2.9), который сейчас запишется следующим образом:

H I3 = 1 1 ;

H I3 =. 1 (6) Канонический вид системы уравнений (2) немедленно вытекает из (6) после подстановки в неё выражения связи =H, что приводит к следующей системе:

I3 = 1 1 ;

I3 =. 1 (6) Система уравнений (6) совпадает с условиями p-аналитичности обобщённых аналитических функций Г.Н. Положего [104, 105]. Таким образом, плоско параллельные фильтрационные течения в рассматриваемых анизотропных средах описываются p-аналитическими функциями с характеристикой p = I 3 = 1 2. Заметим ещё, что систему (6) можно трактовать как систему уравнений, описывающую плоскопараллельные фильтрационные течения на вспомогательной плоскости с декартовыми координатами 1, 1 в неоднородной изотропной среде с проницаемостью k, равной характеристике p = I 3 = 1 2. Целесообразность такой трактовки [144, 157, 168] замены независимых переменных вытекает из того, что неортогональная сеть = const, = const течения в анизотропном грунте переходит в ортогональную сеть на вспомогательной плоскости 1, 1. Последнее позволяет строить гидродинамические сетки плоскопараллельных течений в неоднородных анизотропных средах по ортогональным гидродинамическим сеткам сходных течений в неоднородных изотропных средах с проницаемостью k = I 3 = 1 2.

2.4. Уравнения плоскопараллельных фильтрационных течений несжимаемой жидкости в анизотропно-однородных средах и их связь с аналитическими функциями комплексного переменного Снова, как и в §2.3, рассматриваем плоскопараллельные течения несжимаемой жидкости в анизотропных средах, в которых одно из ГНА всюду перпендикулярно к плоскости течения. Но в отличие от предыдущего §2.3 рассмотрим случай, когда главные проницаемости 1, 2, 3 анизотропной среды постоянны. Тогда и инвариант тензора проницаемости I3 = k11k22 – k122 = = 12 = const. С учётом этого замечания систему уравнений движения (3.2) можно представить в виде a E b E + + b G c G 1 = G, 1 = E (1) в котором применены обозначения a= k11 1 2 ;

b= k12 1 2 ;

c= k 22 1 2, ( причём, заметим, a c b2 ) (2) и (, ) = 1 2 = 1 2 P (p + gh ) = 1 2. µ µ (3) Система уравнений (3.4) в рассматриваемом случае I3 = 12 = const совпадает с системой (1). Поэтому систему (1) можно привести к каноническому виду с помощью перехода к новым независимым переменным 1, 1, которые выбираются из частных решений самой же системы (1). Каноническая форма (3.6) системы (1) ввиду постоянства инварианта I3 и равенства (3) принимает вид условий КошиРимана = ;

=. Поэтому все решения (, ) и (, ) системы (1) 1 1 1 выражаются через аналитические функции (, ) + i(, ) = w() (4) комплексного переменного = 1 + i1, где 1 и 1- некоторые частные решения самой же системы (1). Такой вывод о решениях системы (1), являющейся в ввиду тождества ac – b2 1 системой Бельтрами, совпадает с общей теорией этих систем [20]. Далее аналитическую функцию w() называем комплексным потенциалом плоскопараллельного течения в однородной анизотропной среде. В заключение отметим, что если комплексный потенциал течения w() найден и, тем самым, функции (, ) и (, ) определены, то тогда поле скоростей фильтрации вычислим через (, ) по формулам (3.3), которые с учётом равенств (2) и (3) перепишутся в виде v = a b b c + +, ;

v = E G E G (5) а через (, ) - по формулам (1.14).

2.5. Комплексные потенциалы плоскопараллельных фильтрационных течений в анизотропно-однородных средах со специальными законами распределения ГНА 2.5.1. Теорема о комплексном потенциале для специальной серии законов распределения ГНА. Выберем в плоскости плоскопараллельного фильтрационного течения в однородной анизотропной среде изотермические криволинейные координаты и. Такие координаты задаются при помощи некоторой аналитической функции (z) комплексного переменного z = x + iy (где x и y – декартовые координаты) формулой [41, 44] (x, y ) + i (x, y ) = (z ).

(1) Одно из ГНА пористых сред, в которых изучаются течения жидкости, попрежнему расположено перпендикулярно к плоскости течения, а законы распределения двух других ГНА определим при помощи семейств попарноортогональных кривых p(, ) = const и q(, ) = const. Эти функции p(, ) и q(, ), определяющие всевозможные законы распределения ГНА, будем задавать при помощи равенств p(, ) = H ( )d, q(, ) = + d, H ( ) (2) где и - произвольные одновременно не равные нулю постоянные, а H()- произвольная положительная непрерывная функция, геометрический смысл которой в том, что она определяет угол пересечения линий q(, ) = const с координатными линиями = const:

tg = H ( ).

(3) Для данного класса анизотропных сред компоненты тензора проницаемости в изотермических координатах (;

) примут, согласно формуле (1.3.6), значения k11 = k 22 2 1 + 2 H 2 ( ) 2 H ( )( 2 1 ) = k 11 ( ), k12 = k 21 = = k12 ( ), 2 2 2 + H ( ) 2 + 2 H 2 ( ) 2 H 2 ( )1 + 2 2 = = k 22 ( ) 2 + 2 H 2 ( ) (k k 22 k = 1 2 = const ;

1 и 2 постоянные ) 2. (4) Комплексные потенциалы плоскопараллельных фильтрационных течений в анизотропно-однородных средах представляют собой, как доказано в §2.4, аналитические функции комплексного переменного = 1 + i1, действительная 1 и мнимая 1 части которого удовлетворяют системе уравнений (4.1). Решения системы уравнений (4.1) благодаря тому, что компоненты тензора проницаемости (4) зависят только от одной переменной и 1 2 = const, удаётся построить с помощью операции - интегрирования Берса и Гельбарта [234, 235]. В частности, как легко проверить, решениями 1 и 1 системы (4.1) будут функции 1 = H ( )( ) k12 () 2 1 d = 2 2 d ;

2 0 k 22 () 0 H ( ) 1 + (5) (6) 1 = ( 2 + 2 H 2 ( )) 1 2 12 d = d. 22 2 0 k 22 () 0 H ( )1 + Полученный результат сформулируем в виде следующей теоремы: аргумент = 1 + i1 комплексных потенциалов (, ) + i (, ) = w ( ) плоскопараллельных фильтрационных течений в однородных анизотропных средах, законы распределения ГНА в которых задаются формулами (2), определяется по формулам(5) и (6).

Формулы (5) и (6) исчерпывают весь запас известных случаев (В.И. Аравин [2-6], Е.С. Ромм [120, 121], Г.К. Михайлов [90], Н.Р. Рабинович [113] и др.), когда плоскопараллельные течения в анизотропно-однородных средах исследуются методами аналитических функций комплексного переменного с помощью «изотропизирующих» подстановок. Отметим ряд следствий, вытекающих из сформулированной теоремы. 2.5.2. Следствие 1. Конгруэнтные законы распределения ГНА Определение 1. Средами с конгруэнтными законами распределения ГНА будем называть грунты, в которых все кривые одного из двух семейств линий, определяющих ГНА, пересекают любую прямую l из некоторого семейства L параллельных прямых под одним и тем же углом (l).

Плоскопараллельную фильтрацию в этих средах будем изучать в декартовой системе координат x, y, ось x которой совмещена с одной из прямых l из семейства L. Поэтому функцию (z) в (1) задаём в виде (z) = z и, следовательно, = x и = y. Уравнения p(x, y)= const и q(x, y)= const ортогональных ГНА сред с конгруэнтной анизотропией в декартовой системе координат в соответствии с (2) определяются при помощи формул p(x, y ) = x (y )dy ;

q (x, y ) = x + dy. (y ) (7) Эти формулы обобщают закон распределения ГНА, именуемый прямолинейной анизотропией, который получается из (7) при H(y) = 1. Формулы (5) и (6), определяющие аргумент = 1 + i1 комплексного потенциала для сред с конгруэнтными законами распределения ГНА, дадут выражения y 1 2 2 + 2 2 (y ) (y )(1 2 ) dy ;

1 = dy. 1 = x + 2 2 + 2 2 (y ) 1 2 2 + 2 2 (y )1 0 0 y [ ] (8) 2.5.3. Следствие 2. Центрально-симметричные законы распределения ГНА Определение 2. Средами с центрально-симметричными законами распределения ГНА будем называть грунты, в которых все кривые одного из двух семейств линий ГНА, сходясь в некоторой точке C, пересекают любую окружность с радиусом r и с центром в C под одним и тем же углом (r ).

Плоскопараллельную фильтрацию в этих средах удобно изучать в полярной системе координат r, полюс которой совмещен с точкой C. Именно поэтому функцию (1) сейчас зададим в виде (z)=iln z и, следовательно, =, а = ln r. Учитывая, что в рассматриваемом случае d = dr, а d = d, уравнения (4) ортогоr нальных криволинейных линий p(r, ) = const и q (r, ) = const ГНА в полярных координатах примут вид p(r, ) = dr (r ) dr ;

q (r, ) = +. r r (r ) (9) (Постоянные в (2) для удобства были сейчас переобозначены по схеме:, в (2), в (9), что, конечно, не существенно). Формулы (5) и (6) (с учётом принятой схемы переобозначений постоянных, ) для аргумента = 1 + i1 комплексного потенциала течений в средах с центрально-симметричными законами распределения ГНА дадут выражения 1 = r0 r r H (r ) 1 + 2 2 H (r ) ( 2 1 ) dr [ ] ;

1 = r r r H (r ) 1 + 2 2 1 2 2 H 2 (r ) + 2 dr [ [ ] ].

(10) Однако комплексные потенциалы w() плоскопараллельных течений в рассматриваемых средах удобнее строить не с помощью аргумента, а с помощью вспомогательного комплексного переменного Z(), которое определим равенством Z = r0 e i. С учётом формул (10) для аргумента = 1 + i1 вспомогательное пе ременное Z = r0 e i будет определяться по формуле Z = R (r ) e i(r, ), (11) где r 2 2 (r ) + 2 dr 12 R (r ) = r0 e 1 = r0 exp r r 2 2 (r ) + 2 1 2 [ [ ] ] r (r ) ( ) dr ;

(r, ) = r 2 2 (r ) 2 + 12.(12) r0 1 [ ] Удобство применения в решении конкретных задач комплексного переменного Z объясняется тем, что на окружности x2 + y2 = r02 переменное Z совпадает с обычным комплексным переменным x + iy, т.е. Z r =r = r0 ei, что непосредственно сле дует из (11) и (12). Итак, комплексные потенциалы плоскопараллельных течений в средах с центрально-симметричными законами распределения ГНА (9) будут определяться по формуле (r, ) + i(r, ) = w(Z), где w(Z) – произвольная аналитическая функция комплексного переменного Z, определяемого формулами (11) и (12). 2.5.4. Следствие 3. Изотермические законы распределения ГНА Определение 3. Средами с изотермическими законами распределения ГНА будем называть грунты, в которых ГНА в каждой точке (x, y) направлены по касательным к линиям уровня двух сопряжённых [78] гармонических функций p(x, y) и q(x, y).

В соответствии с определением 3 задание конкретного изотермического закона распределения ГНА определяется выбором некоторой аналитической функции p(x, y) + iq(x, y) = (z) (13) комплексного переменного z = x + iy. Плоскопараллельную фильтрацию в средах с изотермическими законами распределения ГНА удобно изучать в криволинейной системе координат (, ), совмещённой с ГНА (13). Совмещение системы координат (, ) с ГНА (13) достигается выбором в формулах (2) функции H ( ) = 1 и постоянных = 1, = 0 и 0=0. Тогда = p( x, y) и = q( x, y). Для построения комплексных потенциалов плоскопараллельных фильтрационных течений в рассматриваемых средах остаётся определить аргумент = 1 + i1. В соответствии с формулами (5) и (6) в рассматриваемом случае получаем, что 1 = = p(x, y) и 1 = 1 = 2 1 q (x, y ). Таким образом, комплексные потенциалы плоскопарал лельных течений в средах с изотермическими законами распределения ГНА (13) будут определяться по формуле (x, y) + i(x, y) = w(), где = p(x, y ) + i 1 q (x, y ). (14) Ранее конкретные задачи линейной плоскопараллельной фильтрации, главным образом, в средах с прямолинейной ( (z ) = z ) и радиальной ( (z ) = ln z ) анизотропией рассматривались в работах В.И. Аравина [2-6], В.А. Брагинской [21], О.В. Голубевой [39, 40, 44, 45], А.Т. Горбунова [47], В.С. Козлова [67], Г.К. Михайлова [88-90], П.Я. Полубариновой-Кочиной [106], Ю.Л. Соломко [130], С.Е. Холодовского [216, 218-223], Х. Маркуса и Д.Е. Ивентона [245], И. Литвинишина [242] и др. Доказанная в п. 2.5.1. теорема и её следствия 1, 2, 3 указывают способ описания плоскопараллельных фильтрационных течений в анизотропных средах с самыми разнообразными законами распределения ГНА. Все рассматриваемые ранее другими авторами законы распределения ГНА и соответствующие им виды комплексных потенциалов из этой теоремы и её следствий вытекают как частные случаи.

2.5.5 Типичные граничные условия для комплексных потенциалов плоскопараллельных течений в анизотропных средах. Перечислим наиболее часто встречающиеся на практике ситуации и выпишем соответствующие им граничные условия для комплексных потенциалов фильтрационных течений. В §2.1 уже было отмечено одно из граничных условий: на контуре l непроницаемого тела функция тока сохраняет постоянное значение l = const.

(15) На практике часто встречаются ситуации, когда в области фильтрации бывают известны линии С, вдоль которых известно распределение приведённого давления Р. Как правило, эти линии являются границами областей питания или же границами эксплутационных и нагнетательных скважин. Так как давление Р связано с зависимостью (4.3), то вдоль упомянутых линий С известно распределение значений. Поэтому ещё одно граничное условие имеет вид :

C = f ( M ), где M C, f заданная функция.

(16) Другой часто встречающейся на практике ситуацией является та, когда фильтрация происходит в двух (или более) кусочно-однородных средах (рис.8). В этом случае фильтрация описывается двумя комплексными потенциалами w1() и w2() в 1-ой и 2-ой средах соответственно, а на границе S их раздела требуют непрерывность давления и нормальной составляющей вектора скорости фильтрации, т. е. P1 = P2 и v 1n = v 2 n. С помощью функций и условие сопряжения комплексных потенциалов w1() и w2() на границе S раздела двух кусочно-однородных анизотропных сред записывается следующим образом [45, 143, 154, 173]:

1 1112 = S 2 21 ;

1 S = 2 S.

S (17) 2.6. Комплексные потенциалы плоскопараллельных течений в однородных средах с прямолинейной анизотропией при произвольной ориентации ГНА В предыдущих параграфах §2.3 и §2.4 рассматривались уравнения для плоскопараллельных фильтрационных течений в анизотропных пластах с плоскими и параллельными друг другу подошвой и кровлей, когда одно из ГНА пласта было всюду перпендикулярно подошве и кровле. В этом параграфе доказывается, что плоскопараллельная фильтрация в однородных пористых средах с прямолинейной анизотропией вне зависимости от ориентации ГНА относительно подошвы и кровли слоя тоже описывается комплексными потенциалами, представляющими собой аналитические функции.

' ' Если ГНА { e1', e 2, e 3 } и соответствующие им постоянные главные проницае rrr мости 1, 2, 3 среды с прямолинейной анизотропией будут заданы, то компоненты тензора проницаемости в расчетной декартовой системе координат (x, y, z) с ортами e1 = i, e2 = j, e3 = k найдутся по формуле (1.3.6). Пусть для конкретности в подошве (кровле) плоскопараллельного слоя, заполненного средой с прямолинейной анизотропией, меняются координаты х и у, а ось z направлена по толщине слоя. Распределение скорости фильтрации в такой среде в декартовых координатах согласно тензорному закону Дарси (1.3.9) найдем из уравнений Ф Ф Ф v x = k11 x + k12 y + k13 z Ф Ф Ф + k 22 + k 23, v y = k 21 x y z Ф Ф Ф + k 32 + k 33 v z = k 31 z x y Р µ r rr rr r (1) где все kij=kji=const, а =. Выясним, когда течение (1) будет плоскопараллельным относительно подошвы и кровли слоя. Для этого, очевидно, проекция скорости фильтрации vz должна быть равна нулю, т.е. согласно (1) должно выполняться условие v z = k 31 Ф Ф Ф + k 32 + k 33 =0. x y z (2) Будем рассматривать (2) как уравнение первого порядка относительно Ф. Решая (2) известными методами [59], найдем, что Ф = Ф( Х, Y ) - произвольная функция от X = x k13 k z ;

Y = y 23 z. (3) k 33 k Подставляя теперь (3) в первые два уравнения системы (1), для проекций скорости фильтрации vx и vy найдем следующие выражения:

vx = a Ф Ф + b X Y ;

vy = b Ф Ф +c. Y X (4) В (4) через a, b и с – обозначены постоянные с размерностью проницаемости, имеющие вид a = k 2 k13 k k k2 ;

b = k12 13 23 ;

c = k 22 23. k 33 k 33 k (5) Кроме обобщённого на рассматриваемый случай закона Дарси поле скорости фильтрации должно удовлетворять уравнению неразрывности несжимаемой жидкости. С учетом того, что vz=0, уравнение неразрывности будет, как известно, иметь вид:

v x v y + = 0. Формулы (3) и (4) показывают, что vx и vy – сложные x y функции, с промежуточными аргументами X и Y, т.е. v x = v x ( X, Y ) и v y = v y ( X, Y ). Подставляя vx и vy в уравнение неразрывности, получим для него новое выражение v x v y = 0, из которого следует существование функции =(X, Y), позволяю+ X Y щей выразить стандартным для гидродинамики способом скорости vx и vy через :

vx = Y ;

vy =. X (6) Сравнивая теперь формулы (4) и (6), получаем следующую систему уравнений, описывающую плоскопараллельную фильтрацию в плоскости xoy в однородной среде с прямолинейной анизотропией при произвольной ориентации ГНА:

Ф Ф a X + b Y = Y. b Ф + c Ф = X Y Х (7) Если вместо Ф ввести в рассмотрение функцию = a c b2 Ф = a c b2 Р, µ (8) то система уравнений (7) примет вид a 0 X + b0 Y = Y, b + c = 0 X 0 Y Х (9) где a0 = a ac b2, b0 = b ac b2, c0 = c ac b.

(10) 2 Но поскольку a 0 c0 b0 = 1, то система уравнений (9) будет системой уравне ний Бельтрами. На основании свойств [20, 28] системы Бельтрами вытекает, что всевозможные её решения можно построить с помощью аналитической функции w() комплексного переменного =0+i0 по формуле ( X, Y ) + i ( X, Y ) = w( ), (11) в которой 0 и 0 любое конкретное частное решение исходной системы (9). Такое решение при постоянных а0, b0 и c0 легко найти. Например, частное решение системы (9) дают функции 0 = X 1 b0 Y;

0 = Y. c0 c (12) Выполненные расчёты позволяют сформулировать алгоритм построения всевозможных частных решений, описывающих плоскопараллельную фильтрацию несжимаемой жидкости в однородных средах с прямолинейной анизотропией и с произвольной ориентацией ГНА. 1). По полю ГНА и главным проницаемостям вычисляем по формуле (1.3.6) компоненты тензора проницаемости. При этом оси х и у располагаем в плоскости течения (в подошве (кровле) плоскопараллельного слоя). 2). По формулам (3) и (5) записываем выражение для комплексного переменного b ac b2 = X Y +i Y. c c (13) 3). Выбираем при решении обратных задач (или вычисляем при решении прямых задач по заданным граничным условиям) некоторую аналитическую функцию w() – комплексный потенциал течения, и по её действительной части находим поле давлений в области фильтрации. На этом этапе применяем формулы (8) и (11):

= a c b2 Ф = a c b2 Р = Re( w ( )). µ (14) 4). После того, как из формулы (14) будет найдена функция Ф, по формулам (4) вычисляем поле скоростей фильтрации, а затем и потоки через заданные поверхности. Вопрос о существовании и способах расчёта плоскопараллельной фильтрации в средах с иными законами распределения ГНА остается не исследованным и ждёт своего изучения. Основные результаты 2-ой главы: 1). Выведено интегральное по толщине искривлённого слоя уравнение неразрывности для двумерных течений. 2). Выведены общие уравнения двумерной фильтрации несжимаемой жидкости в искривлённых слоях с конечной толщиной. 3). Указана связь общих уравнений двумерной фильтрации в анизотропных (однородных и неоднородных) средах с теорией обобщённых аналитических функций Г.Н. Положего и плоскопараллельной фильтрации в однородных анизотропных средах с теорией аналитических функций комплексного переменного. 4). Указан широкий класс законов распределения ГНА в анизотропно-однородных средах, для которого «изотропизирующие» подстановки находятся при помощи квадратур по выведенным в диссертации формулам. 5). Указан новый ранее не исследованный класс точных решений уравнений плоскопараллельной фильтрации в однородных средах с прямолинейной анизотропией.

ГЛАВА 3. ИССЛЕДОВАНИЯ ТОЧНОСТИ ФИЛЬТРАЦИОННЫХ РАСЧЁТОВ В СЛОИСТЫХ СРЕДАХ МЕТОДОМ АНИЗОТРОПНОГО ЭКВИВАЛЕНТИРОВАНИЯ В 3-ей главе исследуется точность фильтрационных расчётов в слоистых средах методами однородно-анизотропного эквивалентирования. Впервые проводить расчёты потенциальных полей в слоистых средах в методом однороднофизиканизотропной аппроксимации предложил 1932 г. немецкий электротехник Ф. Оллендорф [252]. Несмотря на широкое применение этого метода в электротехнических и в фильтрационных (В.И. Аравин [2-6], Е.С. Ромм [120122] и др.) расчётах, исследования его точности (В.Н. Острейко [97], В.А. Толпаев [185, 208, 210], С.Е. Холодовский [222] и др.) далеки от завершения и требуют целенаправленного продолжения. Поэтому в третьей главе ставились задачи: 1) исследовать погрешность фильтрационных расчётов в многослойных средах (МС-средах) методом однородно-анизотропного эквивалентирования и 2) дать рекомендации по его применению. Для этого выполнялись сопоставительные расчёты течений в слоистой среде и в её анизотропных моделях, к которым приводят конкретные методы эквивалентирования (локальный, интегральный и др.). Во избежание недоразумений заметим, что в этой главе и далее анизотропная среда с конкретным законом распределения ГНА ради сокращения её названия именуется средой с конкретным типом анизотропии (например, средой с радиальным типом анизотропии, если ГНА распределены по координатным линиям полярной системы координат и т.п.). 3.1. Исследования точности расчётов дебита центральной скважины в слоистой круговой области методом анизотропного эквивалентирования В §3.1 исследуется погрешность расчёта дебита скважины в слоистой среде (рис. 9 и 10) методами 1) локального и 2) интегрального однородно-анизотропного эквивалентирований. Поскольку погрешности находятся из сопоставительных расчётов для слоистой среды и её анизотропной модели, то предварительно вы числим дебиты скважины в круговой анизотропной области с конкретными законами распределения ГНА. 3.1.1. Обобщение формулы Дюпюи для сред с центрально-симметричными законами распределения ГНА. Плоскопараллельные течения жидкости в средах с центрально-симметричными законами распределения ГНА (2.5.9) (сокращённо, в средах с центральной анизотропией) и с главными проницаемостями 1 вдоль q = const и 2 вдоль p = const описываются согласно (2.4.3) и (2.4.4) комплексными потенциалами + i = w (Z ), где = 1 2 P, а Z находится по формулам (2.5.11) µ и (2.5.12). Рассмотрим в качестве конкретного потенциала аналитическую функцию w (Z ) = D ln Z + F, (1) где D и F- действительные постоянные. Выделяя в (1) действительные и мнимые части, для и получим выражения r (r )(1 2 )dr = D ln R (r ) + F ;

= D + 2 2 2 r0 r (r ) 1 + [ ].

(2) С помощью функции тока (2) по формулам (2.1.14) найдем распределение скоростей в потоке:

vr = 1 D D (r )(1 2 ) = ;

v = = r r r r 2 2 (r )1 + 2 [ ].

(3) Формулы (3) показывают, что в начале координат при D> 0 имеем источник, а при D < 0- сток. Решим теперь задачу следующего характера: пусть на окружностях r = r0 и r = RП заданы приведённые давления P0 и PП соответственно. Требуется определить количество жидкости, стекающей в скважину r= r0 за единицу времениудельный дебит скважины с радиусом r0 и с центром в начале координат. Для решения задачи по заданным условиям с помощью (2) записываем систему уравнений 1 2 0 1 2 П = D ln[R (r0 )] + F, = D ln[R (R П )] + F ;

µ µ из которой с учётом формулы (2.5.12) находим D:

D= RП µ r 1 2 2 2 (r ) + 2 dr r 2 1 2 (П 0 ) [ [ ] (r ) + ] 2 1.

(4) Теперь, когда D известно, из (3) для дебита Q получим: Q = r v r d = 2 D, т.е. де бит центральной скважины в средах с центральной анизотропией равен Q= 2 1 2 (П 0 ) µ r0 RП 1 2 2 2 (r ) + 2 dr r 2 2 (r )1 + 2 [ [ ].

(5) ] Формула (5) является обобщением формулы Дюпюи [7, 8, 24 и др.] на рассматриваемые анизотропные среды. 3.1.2. Постановка задачи и численные расчёты дебита центральной скважины в круговых анизотропных пластах. Точный аналитический расчёт поля давления и дебита центральной круговой скважины в круговой анизотропной области в самом общем случае представляет серьёзные математические трудности. Они обусловлены тем, что после осуществления «изотропизирующих» подстановок вида (2.5.5) и (2.5.6) задача о дебите центральной круговой скважины в круговом пласте сводится к отысканию конформного отображения некоторой двухсвязной области на круговое кольцо. Граница же этой двухсвязной области в плоскости «изотропизирующего» комплексного переменного = 1 + i1 имеет всегда достаточно сложный вид, что делает практически безнадежной задачу поиска функции, реализующей указанное конформное отображение. В связи с этим становится необходимой разработка приближённых методов расчёта дебитов круговых скважин в анизотропных пластах. В этом пункте рассматриваются расчёты дебитов центральных скважин в круговых пластах с прямолинейной и радиальной анизотропией (рис.11 и 12) численными конечно-разностными методами. Течение к скважине описывается с помощью комплексного потенциала (2.4.4), действительная часть которого Re[w ( )] = ( r, ) = 1 2 ( r, ) (6) в полярных координатах ( r, ) (с полюсом, совмещённым с центром скважины) удовлетворяет уравнению, вытекающему из системы (2.4.1):

c( r, ) a ( r, ) r r + b( r, ) + b( r, ) r + r = 0. r (7) Здесь a ( r, ), b( r, ), c( r, ) - компоненты безразмерного тензора проницаемости, которые находятся через заранее задаваемый закон распределения ГНА пласта и проницаемости 1 и 2 вдоль ГНА по формулам (1.3.6) и (2.4.2). Задача о дебите центральной круговой скважины в круговом анизотропном пласте сводится к интегрированию эллиптического уравнения (7) при граничных условиях r =r1 = 1 = 1 2 и r =r = 2 = 1 2 2, (8) где 1 и 2 – постоянные, вычисляемые по заданным значениям приведённого давления на контуре питания r = r2 = R и на границе скважины r = r1 =rC. При разработке алгоритма численного решения задачи были введены безразмерные переменные x и ( x, ) по формулам x = r r1 ;

1 x x 0 = r2 r1 ;

( r, ) = 2 1 [ln x + ( x, )] + 1. ln x (9) При этом на безразмерную функцию ( x, ) налагается требование x =1 = x = x 0 = 0, (10) необходимость которого вытекает из граничных условий (8). Подставляя (9) в (7), для определения функции ( x, ) получаем уравнение c a 1 b + b + a x + b = +. x x x x x x (11) После отыскания функции ( x, ), а значит и (r, ), с помощью формул (2.4.5) найдём проекции скорости фильтрации на радиальное и трансверсальное направления:

vr 1 b = a + + v0 x x x ;

v 1 c = b + +, v0 x x x (12) где v 0 = ( 2 1 ). Удельный дебит Q, приходящийся на единицу длины ствола r1 ln x скважины, вычисляем с помощью интеграла Q = v r rd по любой окружности радиуса r, охватывающей скважину и располагающейся в области фильтрации. После перехода в интеграле к безразмерным переменным, получим Q 1 = a + a x + b d, Q 0 2 0 x (13) где Q0 = 2 1 2 (PП PС ) R µ ln r С.

Пример 1. Численный расчёт дебита центральной скважины в круговом пласте с прямолинейной анизотропией. Для пласта с прямолинейной анизотропией (рис.11), ГНА которого совмещены с осями x и y декартовой системы координат, а главные проницаемости равны 1 = x = max и 2 = y = min, составляющие нормированного безразмерного тензора проницаемости в полярных координатах вычисляются по формулам (1.3.6) и (2.4.2) и имеют вид:

a ( ) = sin 2 + 1 1 1 1 cos 2 ;

b( ) = ( ) sin 2 ;

c( ) = sin 2 + cos 2, (14) 2 max где через обозначено отношение = min. (Конкретные примеры расчётов тензоров проницаемостей по заданному закону распределения ГНА приведены в приложении 2). Симметрия закона распределения ГНА позволяет интегрировать уравнение (11) не во всём кольце, а только в его четвертой части по углу от 0 до 2. При этом, однако, к граничным условиям (10) надо будет присоединить усло вия = = = 0, = (15) смысл которых состоит в том, что лучи = 0 и = 2 являются линиями тока фильтрационного течения. Интеграл (13) в рассматриваемом случае можно упростить, так как первое слагаемое интегрируется непосредственно:

Q 1+ 2 = + Q0 a () x x d ( x, )d.

db (16) Далее использовали стандартные для метода сеток преобразования: уравнение (11) и граничные условия (10) и (15) записывали в виде конечно-разностных соотношений. Получающуюся систему линейных алгебраических уравнений относительно значений ( x, ) в узлах сетки решали экстраполяционным методом Либмана [131, 135]. После отыскания значений ( x, ) в узлах сетки интеграл (16), не зависящий от выбора в расчётной области безразмерного радиуса x дуги окружности интегрирования, вычислялся по квадратурной формуле Симпсона [61, 213]. В программе было предусмотрено вычисление интеграла (16) по двадцати равномерно распределенным в расчётной области окружностям, охватывающим скважину. В качестве величины Q/Q0 принималось среднее арифметическое вычисленных на этих 20 окружностях значений интегралов (16). По величине максимального отклонения интегралов (16) от их среднего арифметического определялась относительная (в процентах) ошибка в значении Q/Q0. Часть полученных результатов расчёта дебита и их относительные (в процентах) погрешности приведены в таблице 3.1 и представлены графически на рис.13. Расчёты показывают, что 1) дебит центральной круговой скважины в круговых пластах с прямолинейной анизотропией больше дебита такой же скважины в изотропном пласте с проницаемостью 1 2, 2) с увеличением отношения r2 r1 = R / rC влияние анизотропии на дебит скважины убывает.

Таблица 3. Результаты численного расчета дебита Q/Q0 центральной круговой скважины (рис.11) в среде с прямолинейной анизотропией (числители) и относительные (в процентах) погрешности вычислений (знаменатели) 0,10 0,05 0, r2/r 1,2 1,726 0,20 2,319 0,15 4,931 0,04 1,4 1,701 0,23 2,267 0,20 4,755 0,10 1,6 1,672 0,27 2,210 0,25 4,582 0,16 1,8 1,643 0,28 2,156 0,28 4,422 0,24 2,0 1,622 1,57 2,117 1,44 4,302 1,30 6,0 1,378 3,77 1,670 4,37 2,873 1,84 11,0 1,301 4,31 1,525 5,33 2,391 4,10 21,0 1,258 6,05 1,422 7,78 2,068 4,72 51,0 1,182 7,87 1,314 7,45 1,705 7, Приведенные в таблице 3.1 результаты можно использовать для оценки погрешности различных приближенных формул, обобщающих формулу Дюпюи для сред с прямолинейной анизотропией. Например, попытка расчёта дебита центральной круговой скважины в круговом пласте с прямолинейной анизотропией ранее была предпринята в [130]. Однако предложенная в [130] приближённая формула ошибочна, так как значения безразмерного дебита Q / Q 0, вычисленные по ней, оказываются меньше единицы, чего, как видно из таблицы 3.1, быть не может. Пример 2. Численный расчёт дебита центральной скважины в круговом пласте с радиальной анизотропией В случае пласта с радиальной анизотропией (рис. 12) составляющие нормированного безразмерного тензора проницаемости в полярных координатах согласно (1.3.6) и (2.4.2) имеют вид:

a ( x, ) = x x 1 1 2 sin 2 ;

+ 2 cos + cos + l l D 0 0 1x 1 + cos sin ;

l D 0 x 1 + 2 cos + sin 2 + cos 2, l b( x, ) = c( x, ) =, (17) 11 x D l где 1 и 2 указаны на рис.12, = 1 2, а D = ( x / l 0 ) 2 + 2( x / l 0 ) cos + 1 и l 0 = l / r1. Симметрия закона распределения ГНА позволяет интегрировать уравнение (11) только в половине кольцевой области по углу от 0 до. При этом к граничным условиям (10) присоединяются условия = = = 0, смысл которых в том, = что лучи = 0 и = являются линиями тока течения. В остальном вся процедура вычисления дебита скважины в пласте с радиальной анизотропией, полностью повторяет описанную в предыдущем случае. Изменения были только в задании тензора проницаемости, угловом размере области интегрирования и вместо (16) вычислялся интеграл (13). Результаты расчётов для значения r2 r = 6 представлены 1 в таблице 3.2 и для наглядности в виде графиков на рис.14 и рис.15. При l = 0 рассматриваемый тип анизотропии представляет частные случаи центральной, моделирующие изображённые на рис.9 и 10 ситуации. Точные значения дебита скважины в этих частных случаях вычисляются по формуле (5) при =0 и =1, если1 < 2 или при =1 и =0, если 1 > 2. В первом случае получаем формулу Q Q0 = l = 1 Q, а во втором Q =, которые и дополняют представленl = ные в таблице 3.2 и на рис.14 и 15 результаты. Для дальнейшего отметим, что обе эти формулы для дебита центральной скважины в однородном круговом пласте с радиальной анизотропией, представляющей модель слоистых сред на рис. 9 и 10, можно записать в одном и том же виде Q= 2 r (PП PС ), R µ ln r С (18) где r – значение главной проницаемости вдоль радиального направления. Таблица 3. Результаты численного расчёта дебита Q/Q0 центральной круговой скважины (рис.12) в среде с радиальной анизотропией (числители) и относительные (в процентах) погрешности вычислений (знаменатели). (В вычислительном эксперименте r2/r1 = 6. В клетках, помеченных *, результат соответствует значению l/r1 = 1,022).

0,1 0,10 0,05 0,01 10 20 100 0,318 0,04 0,266 0,09 0,102 0,48 3,158 0,00 4,465 0,00 9,984 0,00 0,5 0,352 0,23 0,257 0,51 0,125 0,45 3,043 0,01 4,291 0,01 9,573 0,01 0,9 0,407 0,13 0,306 0,320 0,155 2,02 2,686 0,08 3,736 0,09 8,233 0,11 1,025 * 0,427 0,09 0,325 0,38 0,168 2,37 * 2,427 0,25 3,293 0,33 7,058 0, l/r 2,11 0,685 0,77 0,604 1,48 0,455 5,11 1,606 3,14 1,972 4,77 3,628 7,48 3,11 1,047 0,55 1,161 1,03 0,737 2,88 1,452 4,38 1,746 7,22 3,075 12,60 4,11 1,285 3,48 1,506 0,69 2,647 1,8 1,364 5,09 1,650 6,53 2,941 9,37 12 1,348 0,13 1,625 0,22 2,914 0,41 1,361 0,29 30 1,355 0,14 1,634 0,23 2,938 0,44 Расчёты показали, что 1) при l / r1 значение Q/Q0 для скважины в круговом пласте со смещённой радиальной анизотропией стремится к Q/Q0 для такого же пласта с прямолинейной анизотропией. Это подтверждает и сравнение данных таблицы 3.2 с данными таблицы 3.1 при r2 / r1 = 6 ;

2) дебит скважины в пласте со смещённой радиальной анизотропией существенно зависит от расположения центра радиальной анизотропии только в случае, когда l 0 < x 0. Если же центр радиальной анизотропии находится за контуром питания (то есть l 0 > x 0 ), то дебит скважины практически не зависит от l 0 и его можно принять приближённо равным своему предельному при l значению – дебиту скважины в пласте с прямолинейной анизотропией. (Поэтому в таблице 3.2 и приведены подробно значения расчётов только для случая l 0 < x 0 ). 3.1.3. Исследования точности методов интегрального и локального однородноанизотропного эквивалентирования в расчётах дебита центральной скважины в слоистой среде. Рассмотрим теперь расчёт дебита скважины в слоистой среде на рис. 9 и 10 методами локального и интегрального однородно-анизотропного эквивалентирования. На этом простом примере удобно подчеркнуть отличия в подходах названных методов и отметить их преимущества и недостатки. Точные значения дебитов центральной круговой скважины на рис. 9 и 10 вычисляются по формулам:

Q точн = 2 1, 2 (PП PC ) R µ ln r C, (19) где 1,2 – эффективные проницаемости слоистых областей на рис. 9 и 10 соответственно. Для слоистой среды из чередующихся изотропных круговых колец с проницаемостями k1 и k2 на рис. 9 эффективная проницаемость k1k 2, где (k1 k 2 ) + k r r r K r2 N +1 ln 3 5 7 r r r K r 2N, = 2 4 6 R ln r C 1 = (20) ri - радиусы колец, r1 = rC и R = r2N+1 (когда в области фильтрации укладывается N пар слоёв k1 и k2) и R = r2N+2 (когда в области фильтрации укладывается N пар и один дополнительный слой с проницаемостью k1). Для среды из чередующихся изотропных одинаковых по размерам круговых секторов с проницаемостями k1 и k2 на рис. 10 эффективная проницаемость k1 + k 2, в случае (1) 2, 2 = k1 N k + k 2 +, в случае ( 2) 2N + 1 1 N (21) в которой в 1-ом случае в круговую область укладывается N пар секторов, а во 2ом –N пар и один дополнительный сектор с проницаемостью k1. Слоистые среды на рис. 9 и 10 естественно моделировать радиальноанизотропными, у которых ГНА направлены по координатным линиям полярной системы координат. Дебит скважины Qаниз в среде с радиальной анизотропией вычисляется по формуле (18). Желая, чтобы радиально-анизотропная модель слоистых сред при расчёте дебита центральной скважины приводила к точному результату, подберём r в (18) так, чтобы значения Q по формулам (18) и (19) совпадали. Сравнивая (18) и (19), для r получим значение, совпадающее с 1,2. Описанный сейчас подход, предлагаемый автором для определения главной проницаемости r = 1,2, носит название метода интегрального однородно-анизотропного эквивалентирования. Из изложенного в иллюстративном примере ясно, что предложенный метод в задачах эквивалентирования всегда приводит к точным результатам при любом числе слоёв и любом законе изменения их толщин. Это объясняется тем, что расчёт главных проницаемостей 1,2 в этом методе выполняется не для структурной ячейки в её локальных декартовых координатах, а для всей многослойной области в целом, в системе координат, координатные линии которой совпадают как с границами раздела чередующихся слоёв многослойной среды, так и с границами области, для которой осуществляется анизотропное эквивалентирование. В результате для 1,2 получаются значения, совпадающие с эффективными проницаемостями 1,2 в точных решениях задач эквивалентирования. Недостатком метода интегрального однородно-анизотропного эквивалентирования, значительно ограничивающим область его применения, является то, что координатные линии выбираемой системы могут совпадать с границами раздела слоёв, но не сов падать с границами расчётной области. В этом случае расчёт главных проницаемостей анизотропной модели неизбежно приходится выполнять по методу локального однородно-анизотропного эквивалентирования. Кристаллофизический метод локального однородно-анизотропного эквивалентирования для сред из чередующихся изотропных слоёв k1, k2 с одинаковыми толщинами h для главных проницаемостей 1,2 перпендикулярно к слоям и вдоль слоёв приводит к значениям, получающимся из (1.1.14) при h1 = h2 = h и равным 1 = 2k 1k 2 k1 + k 2 и 2 = k1 + k 2. (22) В соответствии с формулами (22) для рис.9 r = 1, а для рис. 10 r = 2. Результаты относительных погрешностей Q точн Q аниз (в %) расчётов дебита методом лоQ точн кального однородно-анизотропного эквивалентирования для рис.9 приведены в таблице 3.3, а для рис.10 – в таблице 3.4. Таблица 3. Относительные погрешности (в %) расчётов дебита скважины на рис.9 методом локального однородно-анизотропного эквивалентирования 1 –ый случай: R/rскв = 100 Отношение проницаемостей = k1 k 2 Число слоёв Отношение h/rскв 2,00 0,50 100 500 50000 Число слоёв 1000 5000 50000 Число слоёв 5000 10000 100000 0,9900 0,1980 0,0020 Отношение h/rскв 0,9990 0,1998 0,0200 Отношение h/rскв 1,9998 0,9999 0,10000 ±2,83 ±1,63 ±0,18 ±2,17 ±0,48 ±0,05 ±3,20 ±0,70 ±0,01 10,00 0,10 ±7,87 ±1,73 ±0,02 20,00 0,05 ±8,70 ±1,91 ±0,02 100,00 0,01 ±9,42 ±2,07 ±0, 2 –ой случай: R/rскв = 1000 ±5,34 ±1,17 ±0,12 ±5,90 ±1,30 ±0,13 ±6,40 ±1,41 ±0, 3 –ий случай: R/rскв = 10000 ±6,96 ±4,01 ±0,44 ±7,69 ±4,44 ±0,49 ±8,33 ±4,80 ±0, (Знаки «+» соответствуют значениям = 2;

10;

20 и 100, а знаки «–» - для = 0,50;

0,10;

0,05 и 0,01) Таблица 3. Относительные погрешности (в %) расчётов дебита скважины на рис.10 методом локального однородно-анизотропного эквивалентирования Число секторов 7 11 21 51 101 501 1001 5001 0,01 -16,28 -9,78 -4,90 -1,96 -0,98 -0,20 -0,10 -0,02 0,05 -14,84 -8,96 -4,50 -1,81 -0,90 -0,18 -0,09 -0,02 Отношение проницаемостей 0,10 0,50 2,00 -13,24 -5,00 4,55 -8,04 -3,13 2,94 -4,05 -1,61 1,56 -1,63 -0,66 0,65 -0,82 -0,33 0,33 -0,16 -0,07 0,07 -0,08 -0,03 0,03 -0,02 -0,01 0, = k1 k 10,00 10,47 6,92 3,75 1,58 0,80 0,16 0,08 0,02 20,00 11,45 7,60 4,13 1,74 0,89 0,18 0,09 0,02 100,00 12,28 8,18 4,46 1,89 0,96 0,20 0,10 0, Представленные результаты показывают медленную сходимость этого метода к точному решению, которое практически достигается лишь тогда, когда в области фильтрации укладывается не менее ~ 5·104106 слоёв. В естественных условиях толщины пропластков в слоистых средах могут составлять 0,102,00 м, а характерный размер области фильтрации 1005000 м. Поэтому число слоёв в реальных многослойных средах, как правило, изменяется в диапазоне 505104, недостаточном для достижения высокой точности расчётов по кристаллофизическому методу локального однородно-анизотропного эквивалентирования. Таким образом, рассмотренный пример показывает, что для повышения точности фильтрационных расчётов в слоистых средах в случае возможности нужно применять метод интегрального однородно-анизотропного эквивалентирования. 3.2. Обобщение фильтрационных теорем об окружности и прямой для анизотропных сред В этом параграфе фильтрационные теоремы об окружности и прямой, сформулированные в [41, 42] для кусочно-однородных изотропных сред, обобщаются для сред со специальными видами криволинейной анизотропии. Полученные результаты позволяют точно описать разнообразные фильтрационные течения в рассматриваемых кусочно-однородных анизотропных средах, граница раздела которых представляет собой прямую или окружность. В большинстве же случаев при решении задач фильтрации в кусочно-однородных средах с криволинейной анизотропией часто приходится ограничиваться приближёнными методами расчёта. Результаты, полученные в данном параграфе, далее применяются в расчётах по оценке точности метода локального однородно-анизотропного эквивалентирования слоистых сред. Кроме того, полученные результаты применены 1) к исследованию искажения плоскопараллельного поступательного потока в изотропной среде круглым радиально-анизотропным включением, 2) к построению комплексного потенциала течения от источника в рассматриваемых кусочно-однородных анизотропных средах и 3) к построению комплексного потенциала течения от диполя в таких же средах. 3.2.1. Теорема об окружности. Пусть плоскость xoy разделена окружностью |z| = r0 на две области, как показано на рис.16. В каждой области пористые среды обладают своими центрально-симметричными законами распределения ГНА (2.5.9), имеющими в полярных координатах r, вид p m (r, ) = m m (r ) dr dr m ;

q m (r, ) = m + m ;

m = 1,2., r r m (r ) (1) и главными проницаемости 1m, 2m вдоль qm = const и pm = const соответственно. В этом случае плоскопараллельное течение жидкости описывается двумя комплексными потенциалами 1 (r, ) + i 1 (r, ) = w1 ( Z1 ) и 2 (r, ) + i 2 (r, ) = w 2 ( Z 2 ), аргументы Z1 и Z2 в которых в соответствии с (2.5.11) и (2.5.12) вычисляются по формулам Z m = R m (r ) e im (r, ) ;

m = 1, (2) в которых r r 1m 2 m 2 2 (r ) + 2 dr m m m ;

m (r, ) = m m m (r ) ( 2 m 1m ) dr. R m (r ) = r0 exp r 2 2 (r ) + 2 2 r r 2 2 (r ) + 2 2 r0 m m 1m m 2m m m 1m m 2m [ [ ] ] [ ] На границе раздела кусочно-однородных анизотропных сред должны выполняться условия непрерывности давления и нормальной составляющей скорости фильтрации. Эти граничные условия через действительные и мнимые части комплексных потенциалов согласно (2.5.17) записываются в виде: при r = r0 :

1 2 =, 1 = 2, где K1 K K m = 1m 2 m, m = 1,2.

(3) В случае рассматриваемых кусочно-однородных сред с центральносимметричной анизотропией потенциал w1 ( Z1 ), описывающий искаженный круглым включением r < r0 фильтрационный поток, помимо (3) должен удовлетворять также дополнительному условию на бесконечности. Например, если речь идет об искажении круглым включением потока от особенностей (источников, стоков, диполей), расположенных вне включения, то требуется, чтобы на бесконечности распределение скоростей от w1 ( Z1 ) совпадало с распределением скоростей неискаженного течения. Для кусочно-однородных сред с центрально-симметричной анизотропией (1) комплексные потенциалы w1 ( Z1 ) и w 2 ( Z 2 ), удовлетворяющие (3), как легко проверить, имеют вид w1 ( Z1 ) = F( Z1 ) + w 2 (Z2 ) = K1 K 2 K1 + K 2 r2 2 K1 F 0 + Z K + K G( Z1 );

1 2 2 2K 2 K K1 r F( Z 2 ) + G ( Z 2 ) + 2 G, K1 + K 2 K 2 + K1 Z, (4) где F( Z m ) и G( Z m ) - аналитические функции, первая из которых имеет особые точки вне окружности |z| = r0, а вторая - внутри неё, черта - знак комплексного сопряжения. Если характеристики анизотропных сред в областях 1 и 2 совпадают, то K 1 = K 2 и Z1 = Z 2 = Z. Поэтому из (4) получим, что w1 ( Z) = w 2 ( Z) = F( Z) + G( Z). Сле довательно, гидродинамический смысл функций F( Z) и G( Z) состоит в том, что их сумма F( Z) + G( Z) представляет собой комплексный потенциал неискаженного круглым включением фильтрационного потока от особенностей, расположенных вне и внутри окружности |z| = r0. Отметим ещё, что комплексный потенциал w1 ( Z1 ) из (4), в чем легко убедиться в каждом конкретном случае, удовлетворяет на бес конечности условию естественного для существа задачи характера. В частности, если функция G=0 (поток создается особенностями, расположенными вне включения), то скорость на бесконечности искаженного потока w1 ( Z1 ) совпадает со скоростью неискаженного потока. Наконец, отметим, что в частном случае, когда H ( r ) 1, формулы (4) дают ранее полученный в [45] результат. Для кусочно однородных изотропных сред (4) переходят в фильтрационную теорему О.В. Голубевой об окружности. 3.2.2. Теорема о прямой. Пусть плоскость xoy разделена прямой y = 0 на две области y > 0 и y < 0, как показано на рис.17. В каждой области пористые среды обладают своими конгруэнтными законами распределения ГНА (2.5.7), имеющими в декартовых координатах x, y вид p m (x, y ) = m x m m (y )dy ;

q m (x, y ) = m x + m dy ;

m = 1,2, m (y ) (5) и главными проницаемостями 1m, 2m вдоль qm = const и pm = const соответственно. Плоскопараллельное течение жидкости описывается двумя комплексными потенциалами 1 (x, y ) + i 1 (x, y ) = w1 ( 1 ) и 2 (x, y ) + i 2 (x, y ) = w 2 ( 2 ), аргументы m = m + im (где m = 1,2) в которых в соответствии с (2.5.8) вычисляются по формулам m = x + 0 y y 2 + 2 2 (y ) m m m (y ) (1m 2 m ) m m m dy ;

m = 21m 2 m dy. 2 2 m + 2 2 (y ) 1m m 2 m + 2 2 (y ) 1m m m m m m [ ] (6) Для кусочно-однородных сред с конгруэнтной анизотропией (5) комплексные потенциалы w1 ( 1 ) и w 2 ( 2 ), удовлетворяющие при y = 0 условиям (3), как легко проверить, имеют вид w1 ( 1 ) = F( 1 ) + K1 K 2 2K1 G( 1 );

F( 1 ) + K1 + K 2 K1 + K 2K 2 K K1 w 2 ( 2 ) = F( 2 ) + G ( 2 ) + 2 G( 2 ), K1 + K 2 K 2 + K (7) где F( m ) и G( m ), m = 1,2 - аналитические функции, особые точки первой из них расположены в верхней полуплоскости, а второй - в нижней. Если характеристики анизотропной среды в нижней полуплоскости совпадают с соответствующими характеристиками среды в верхней полуплоскости, то K1 = K 2 и 1 = 2 =. Поэтому из (7) получим, что w1 ( 1 ) = w 2 ( 2 ) = F( ) + G( ). Следовательно, гидродинамический смысл функций F( ) и G( ) в том, что их сумма F( ) + G() представляет комплексный потенциал неискаженного кусочной однородностью фильтрационного потока от особенностей, расположенных в областях y > 0 и y < 0. 3.2.3. Примеры применения теорем. В качестве примера применения обобщённой фильтрационной теоремы об окружности исследуем искажения плоскопараллельных фильтрационных течений в изотропной среде с проницаемостью k0 круглым однородным радиально-анизотропным цилиндрическим включением с радиусом r0. Главные проницаемости включения в трансверсальном и в радиальном направлениях обозначим как = 22 и r = 12 соответственно. Для сред с радиальной анизотропией в формулах (1) = 1 и = 0. Поэтому, согласно (2), переменные Z1 и Z 2 в изотропной и анизотропной частях области фильтрации будут соответственно равны Z1 = re i = z, r Z 2 = r0 r e i, где = 22. 12 r (8) Пусть заданный комплексный потенциал невозмущённого течения F(z) имеет точечные особенности только за пределами круглого включения. Тогда G(z) = 0 и комплексные потенциалы искажённого течения в изотропной среде w1(z) и в анизотропном включении w2(Z2) найдутся через F(z) в соответствии с (4) и (8) по формулам w1 ( z ) = F( z ) + k 0 12 22 k 0 + 12 22 2 21 22 r02 F ;

w 2 ( Z 2 ) = F( Z 2 ). z k 0 + 12 (9) Зная комплексные потенциалы (9), можно определить все интересующие нас характеристики искаженного включением плоскопараллельного фильтрационного течения. Например, величина фильтрационного потока Qаниз через диаметр AB круглого анизотропного включения, совпадающий с осью Qаниз = 1 (0, r0 ) 1 (0, r0 ).

y-ов, будет равна (10) Пример 1. Применим формулы (9) и (10) к исследованию искажения поступательного фильтрационного потока в однородной изотропной среде круглым включением с радиусом r0 и с радиальной анизотропией. Комплексный потенциал F( z ) неискаженного поступательного потока, двигающегося в положительном на правлении оси x со скоростью v, известен: F( z ) = v z. Подставляя F( z ) в (9), найдем следующие комплексные потенциалы искажённого поступательного потока в изотропной и радиально-анизотропной частях области фильтрации:

w1 ( z ) = v z + k 0 12 22 v r02 k 0 + 12 22 z ;

w 2 (Z 2 ) = 2 12 22 k 0 + 12 22 v Z2.

(11) Пользуясь формулами (10) и (11), найдём поток Qаниз искаженного поступательного течения через диаметр АВ круглого радиально-анизотропного включения Q аниз = 2 v R 2 12 22 k 0 + 12.

(12) Пример 2. В качестве другого применения результатов (9) рассмотрим комплексные потенциалы течения от источника (стока). Пусть источник располагается за пределами круглого включения на отрицательной части оси x-ов в точке с полярными координатами ( b, ). Комплексный потенциал неискаженного включением течения от источника имеет вид F(z ) = q ln( z + b). Подставляя F( z ) в (9), по лучаем комплексные потенциалы течения от источника в изотропной среде и в радиально-анизотропном включении в виде r2 z+ 0 k 12 22 q b ln( z + b) + 0 ln w1 (z ) = z 2 k 0 + 12 2 12 22 q ln (Z 2 + b ).(13), w 2 (Z2 ) = 2 k 0 + 12 22 Поток Qаниз искаженного течения от источника через диаметр АВ круглого радиально-анизотропного включения в соответствии с (10) и (13) найдётся по формуле Q аниз = 2 12 22 r q arctg 0. b k 0 + 12 (14) Пример 3. Применим ещё результаты (9) к построению комплексных потенциалов течения от диполя с действительным моментом m в условиях двух предыдущих примеров. Пусть диполь располагается за пределами круглого включения на отрицательной части оси x-ов в точке с полярными координатами ( b, ). Комплексный F( z ) = потенциал неискаженного включением течения от диполя m. Подставляя F(z ) в (9), получаем комплексные потенциалы иссле2 (z + b ) дуемого течения от диполя в изотропной среде и в радиально-анизотропном включении:

w1 (z ) = 2 12 22 k 12 22 m m mz, w 2 (Z2 ) =.(15) +0 2 (z + b ) k 0 + 12 22 2 (r02 + b z ) k 0 + 12 22 2 (Z 2 + b ) Поток Qаниз искаженного течения от диполя через диаметр АВ круглого радиально-анизотропного включения в соответствии с (10) и (15) найдётся по формуле Q аниз = r m 2 12 22 20 2. k 0 + 12 22 b + r (16) В заключение подчеркнём, что область приложений результатов (4), (7) и (9), конечно, не исчерпывается приведенными примерами.

3.3. Искажение поступательного фильтрационного потока в изотропной среде круглым включением с прямолинейной анизотропией В этом параграфе продолжим исследование влияния круглого однородноанизотропного включения с радиусом R в однородной изотропной среде на плоскопараллельные течения жидкости. Пусть в плоскости xoy находится однородная изотропная среда с проницаемостью k, а в начале координат - круглое однородное включение с прямолинейной ~ анизотропией. Уравнения ГНА зададим равенством p(x, y ) + i q (x, y ) = z exp( i ), ~ где z = x + iy, а - угол, который составляют ГНА q = const с положительным на правлением оси x-ов. Главные проницаемости вдоль q = const и p = const равны 1 и 2 соответственно. Уравнения ГНА получаются из (2.5.1) при (z) = z, тогда ~ ~ = x, = y и (2.5.2) при H (y ) = 1, = cos, = sin. (В дальнейшем знак ~ не пи шется). Требуется определить влияние этого включения на фильтрационные потоки, созданные теми или иными гидродинамическими особенностями. Сейчас решим эту задачу для исследования влияния круглого анизотропного включения на поступательный поток. Так как в изотропной и в анизотропной областях фильтрации плоскопараллельный поток описывается аналитическими функциями, то требуется найти комплексные потенциалы 1 + i1 = w1 (z ), z = x + iy (1) для течения в 1-ой области (изотропная среда) и 2 + i 2 = w 2 ( ), = + i =x+ cos sin ( 2 1 ) y 1 sin 2 + 2 cos ;

= 1 2 y 1 sin + 2 cos (2) для течения во 2-ой области (внутри анизотропного включения). В (2) аргумент ~ ~ определяли по формулам (2.5.5) и (2.5.6) с H (y ) = 1, = cos, = sin. Действи тельные и мнимые части комплексных потенциалов (1) и (2) согласно (2.5.17) на границе раздела 1-ой и 2-ой областей должны удовлетворять краевым условиям 1 k = r=R 2 1 ;

r =R 1 r = R = r =R.

(3) Комплексный потенциал w1 (z ), кроме условий (3), должен удовлетворять ещё дополнительному требованию: т.к. влияние включения ограниченных размеров на бесконечности не проявляется, то v 1 |r = v 0, где v 0 - скорость поступательного потока на бесконечности. Направляя ось x по потоку на бесконечности и учитывая, что dw1 dz dw1 1 = + i 1 = v x iv y, сформулированное требование запишем в виде dz x x = v 0. Приступим теперь к отысканию комплексных потенциалов. Поскольz r r r ку во внешности круга радиуса R комплексная скорость течения особенностей, то при |z|> R её производная частью ряда Лорана dw1 не имеет dz dw1 может быть представлена главной dz dw1 c c c c = v 0 + 1 + 2 + 3 + L + n + L, где v0- скорость потока на 2 3 dz zz z zn бесконечности, cn - пока неизвестные коэффициенты разложения. Интегрируя выписанный ряд, для w1 (z ) получаем следующее представление:

w1 ( z ) = v 0 z + ic 0 ln z + c1 c 2 c 3 c + 2 + 3 +L+ n +L zz z zn (4) (мнимый коэффициент перед ln z взят потому, что в начале координат по условию задачи источников нет). Отметим, что потенциал вида (4) удовлетворяет условию на бесконечности dw1 dz = v0.

z В анизотропном включении потенциал течения будем искать в виде w 2 ( ) = (a + ib ) = (a b) + i(b + a), (5) где a и b- подлежащие определению постоянные. Неопределённые постоянные c n = n + i n для n = 0,1,2,….в разложении (4) и a и b в (5) найдём из граничных ус ловий (3). С этой целью выделяем в (4) и (5) действительные и мнимые части в полярных координатах r, и подставляем в (3). В результате получим, что c 0 = 0, n = n = 0 при n= 2, 3, 4, …, а оставшиеся четыре постоянные a, b, 1 и должны удовлетворять следующей системе уравнений:

1 v0R + 1 = k R aR ;

1 2 a cos sin ( 2 1 ) b 1 2 R 1 = kR 1 2 (1 sin 2 + 2 cos 2 ) [ ] a 1 2 + b cos sin ( 2 1 ) R 1 = bR ;

v 0 R 1 = R R 1 sin 2 + 2 cos [ ].

(6) Решая систему (6), найдем, что a= )( ) 2 2 2 2 2 2 2 2 2 k (1 sin + 2 cos )(1 sin + 2 cos + k ) + 1 2 (1 sin + 2 cos + k ) + k cos sin ( ) 2 2 2 2 2 2 v 0 1 2 1 sin + 2 cos 1 sin + 2 cos + k ( b= ak cos sin ( 2 1 ) ;

1 = bR 2 ;

2 2 1 2 (1 sin + 2 cos + k ) 2 2 R 2 ak (1 sin + 2 cos ) 1 2 a 1 2 + b cos sin ( 2 1 ) 2 1 2 (1 sin 2 + 2 cos 2 ) 1 = [ ].

(7) Итак, комплексные потенциалы искаженного поступательного потока в 1-ой и 2-ой областях фильтрации имеют вид:

w1 (z ) = v 0 z + c1, c1 = 1 + i1, w 2 ( ) = (a + ib ). z (8) В частном случае, когда = 0 (главное направление анизотропии направлено вдоль скорости 0 потока на бесконечности), потенциалы (8) будут иметь вид 2v k 1 R 2 ;

w 2 (z ) = 0 2 1 ;

= x + i 1 y. w1 (z ) = v 0 z + 2 k + 1 k + 1 z r (8') Для других типов течений построить решения о влиянии на них круглого включения с прямолинейной анизотропией также просто не удаётся. Поэтому в подобных ситуациях отдельные точные решения приобретают самостоятельную ценность.

3.4. Исследования точности аппроксимации включений из слоистых сред их анизотропными моделями Практические потребности теории фильтрации часто приводят к необходимости расчёта полей давления и скорости течения в слоистых средах. Кроме теории фильтрации необходимость расчёта полей в слоистых средах встречается и в других практических областях, например, в электротехнике. В начале XX века для расчёта электростатических полей в таких средах Оллендорф предложил моделировать последние анизотропными. Однако вопрос о точности расчётов методом анизотропного эквивалентирования до сих пор до конца не исследован и требует дальнейшего изучения. Авторы, в частности, В.И. Аравин [2-6] ограничивались только лишь качественными соображениями, что в пределе, при стремлении к нулю толщин чередующихся изотропных слоёв, будем иметь анизотропную среду. Первые количественные оценки «скорости» достижения слоистой средой «анизотропного состояния» получил В.Н. Острейко. В [97] им был приведён такой пример, когда при послойном расчёте магнитостатического поля дальнейшее уменьшение толщин изотропных пластин уже технически не оправдано, а оценки характеристик поля по методике Оллендорфа все ещё приводят к большим погрешностям. На основании этого в [97] делается вывод о малой практической пригодности метода анизотропного эквивалентирования для расчёта статических полей в слоистых средах. В настоящем параграфе указываются примеры расчёта фильтрационных течений в слоистых средах, в которых многослойная среда со стремлением к нулю толщин изотропных слоёв сравнительно быстро достигает своего «анизотропного» состояния, и поэтому расчёты интегральных характеристик стационарных плоскопараллельных векторных полей (фильтрационных, электрических) по методике Оллендорфа оказываются оправданными. Наличие таких примеров говорит о том, что вывод В. Н. Острейко о малой практической пригодности метода анизотроп ного эквивалентирования требует детального уточнения, в связи с чем в диссертации и проводятся подобные исследования. 3.4.1. Искажение плоскопараллельных течений круглым слоистым включением Исследуем искажения плоскопараллельных фильтрационных течений в изотропной среде с проницаемостью k0 круглым цилиндрическим включением радиуса R, представляющим собой совокупность вложенных друг в друга n трубочек с сечениями в виде колец толщиной a=R/n (рис.18). Центральное кольцо вырождается при этом в круг, число колец – чётное, проницаемости колец с нечётными номерами k1, а с чётными – k2. Нумерация колец идет изнутри наружу - рис.18. В плоскости течения применяем декартовые координаты x, y с началом в центре включения, и полярные r,;

( z = x + iy = re i ). Пусть некоторое течение создаётся заданными точечными особенностями (источники, диполи и т.д.). Если бы круглое включение не отличалось от внешней среды (то есть k1=k2=k0), то в плоскости xOy течение описывалось бы одним комплексным потенциалом WВ (z ). Но если k1k2k0, то для описания течения нужно знать (n+1) комплексных потенциалов: Wm (z ), m = 1,2,..., n для кольцевых зон и Wn+1 ( z ) - для внешней к включению области.

Будем рассматривать случай, когда все точечные особенности плоскопараллельного течения находятся за пределами круглого включения в области z > R 1 > R. Тогда каждый комплексный потенциал Wm ( z ) будет аналитической в своей кольцевой области функцией и, следовательно, разложимой в ней в ряд Лорана. А именно:

W1 ( z ) = 1 ( x, y) + i1 ( x, y) = c11 + ic 21 + ( k1 + i k1 )z k, k = (1) (2) Wm ( z ) = m ( x, y) + i m ( x, y) = c1m + ic 2 m + ( k1 + i k1 )z k + ( km + i km )z k, k =1 k = где m=2,3,…,n. Комплексный потенциал Wn +1 ( z ) течения в (n+1)-ой области, находящейся за слоистым включением, найдём путём наложения на заданный ком плексный потенциал невозмущённого внешнего потока WB (z ) функции W(z), определяющей его искажение от включения. Поскольку само включение новых в области z > R особых точек не даёт, то функция W(z) при z > R должна быть аналитической, и поэтому, представимой главной частью ряда Лорана. Окончательно для Wn+1 (z ) в области z > R получаем следующее выражение:

Wn +1 ( z ) = WB ( z ) + ( k,n +1 + i k,n +1 )z k = n +1 + i n +1.

k = (3) Учитывая, что при z < R 1 функция WB (z ) аналитическая, то в кольце R < z < R 1 комплексный потенциал Wn+1 (z ) можно представить не только в виде (3), но и разложением в полный ряд Лорана Wn +1 ( z ) = q 0,n +1 + ip 0,n +1 + (q k,n +1 + ip k,n +1 )z k + ( k,n +1 + i k,n +1 )z k.

k =1 k = (4) Подчеркнем, что в отличие от (1) и (2) в (4) часть коэффициентов разложения известна - известны коэффициенты разложения q 0,n +1, p0,n+1, q k,n +1, p k,n +1 в тейлоровской части ряда Лорана заданного комплексного потенциала WB (z ) невозмущенного течения. В комплексных потенциалах (1)-(3) мнимые части s ( x, y) (s=1,2,…,n+1) представляют собой функции тока, а действительные s ( x, y) связаны с приведённым давлением формулами s ( x, y) = ks P, где ks=k1 для всех нечетных s (кроме µ s=n+1, когда ks=k0) и ks=k2 для всех четных s. Неизвестные в (1), (2) и (4) коэффициенты разложения находятся из граничных условий на поверхностях раздела слоёв с разными коэффициентами проницаемости по алгоритму, описанному в конце этого параграфа. Зная комплексные потенциалы, можно определить все интересующие нас характеристики искаженного включением плоскопараллельного фильтрационного течения. Например, величина потока Qмелк через диаметр AB (рис.18) круглого слоистого включения, совпадающий с осью y-ов, будет равна Q мелк = n +1 (0, R ) n +1 (0, R ).

(5) В частности, если поле обладает симметрией относительно оси x-ов и она является нулевой линией тока, то из (4) и (5) с учётом вычисленных по упомянутому алгоритму коэффициентов разложения найдём, что Q мелк = 2 ( 1) k (1 µ 2 k +1,n ) q 2 k +1,n +1 R 2 k +1, k = (6) где q2k+1,n+1 - известные коэффициенты, а µ2k+1,n вычисляются по алгоритму, описанному в конце параграфа. Приведём конкретные примеры расчётов величины Qмелк. Пример 1. Если изучается искажение поступательного потока, параллельного оси x-ов, то WB (z ) = v z, где v = const. Поэтому на основании (6) получим:

Q мелк = 2 v R (1 µ1n ).

(7) Пример 2. В случае течения, созданного точечным источником, расположенном на оси x-ов, WB (z ) = q ln( z + b). Разложив WB ( z ) в области z < b в ряд Тей лора и подставив коэффициенты найденного разложения в (6), получим:

Q мелк = q ( 1) k R 2k + 1 (1 µ 2 k+1,n ) b k = 2 k +.

(8) Пример 3. В случае течения, созданного диполем, расположенным в точке z = - b на оси x-ов и момент которого параллелен оси x-ов, WB ( z ) = m. Как и 2 (z + b ) выше, разлагая WВ(z) в ряд Тейлора и подставляя найденные коэффициенты разложения в (6), получим:

Q мелк m R = ( 1) k (1 µ 2 k +1,n ) b k = 0 b 2 k +.

(9) 3.4.2. Сравнение фильтрационных потоков в слоистой среде и в её радиальноанизотропной модели Слоистое включение на рис.18 естественно моделировать в расчётах как радиально-анизотропное, с ГНА, направленными по координатным линиям поляр ной системы координат. Главные проницаемости вдоль радиального и трансверсального направлений r = 12 и = 22 в анизотропной модели будем определять в соответствии с методом локального однородно-анизотропного эквивалентирования по формулам (1.22): 12 = 2k1k 2 (k + k ) и 22 = (k1 + k 2 ) 2. Замена слоистого 1 2 включения на его модель приводит к задачам обтекания фильтрационными потоками круглого однородного радиально-анизотропного включения в однородной изотропной среде. Именно эти задачи рассматривались в §3.2. Во всех трёх примерах в этом параграфе и в одноимённых примерах в §3.2 вычислялись фильтрационные потоки при одинаковых условиях через один и тот же диаметр AB на рис.18. Полученные для потоков формулы (2.12) и (7), (2.14) и (8), (2.16) и (9) были использованы для сравнения величин Qмелк и Qан в рассматриваемой слоистой среде и в её анизотропной модели. Результаты расчетов отношений Qмелк/Qан и относительных погрешностей (в процентах), возникающих при замене слоистой среды её радиально-анизотропной моделью, представлены в таблице 3.5. Расчёты показали, что метод локального однородно-анизотропного эквивалентрирования для оценки фильтрационных потоков имеет ограниченное применение. В частности, его применение на практике приведёт к большим погрешностям (см. в таблице 3.5 столбцы для числа слоёв n=10, 20 и 30) тогда, когда толщины чередующихся изотропных слоёв от характерного размера R составляют более 5%. Однако с уменьшением толщин слоёв (с ростом n) точность метода локального однородно-анизотропного эквивалентирования в оценке величин потоков растёт. В частности, при толщинах чередующихся изотропных слоев, составляющих 0,02R (когда n=50), погрешность в оценке потока методом анизотропного эквивалентирования не превышает 9…10% даже тогда, когда k1/k2 = 103. При a = 0,01R (когда n = 100) погрешность метода анизотропного эквивалентирования при k1/k2 не большем 103 не превышает 4…5%. Таким образом, для расчёта фильтрационных потоков, искажённых круглым слоистым включением, слоистую среду в большинстве случаев (ориентировочно определяемых по приведенной таблице 3.5.) можно моделировать как радиально-анизотропную. Таблица 3. Сравнение фильтрационных потоков в слоистой среде и её радиально-анизотропной модели. (В Q левых столбиках отношения мелк, в правых -относительная погрешность в расчётах потоков Q аниз по методу локального однородно-анизотропного эквивалентирования).

n = Q мелк Qан k0 k1 k 1 Вид поля k1 k n = Q мелк Qан n = Q мелк Qан n = Q мелк Qан n = Q мелк Qан n = Q мелк Qан,% 2,88 9,00 2,91 7,64 0,30 0,40 8,51 6,19 2,53 15,61 12,74 4,60 61,81 51,06 31,93 17,29 13,72 14,,%,%,% 0,60 1,86 0,50 1,42 0,00 0,00 1,86 1,28 0,30 2,67 2,25 0,60 8,81 6,50 1,32 6,45 4,58 2,,% 0,40 1,09 0,30 0,91 0,00 0,00 1,19 0,79 0,20 1,63 1,42 0,40 5,26 3,84 0,81 4,31 2,91 1,,% 0,30 0,89 0,20 0,81 0,00 0,00 0,89 0,70 0,10 1,32 1,11 0,30 4,06 3,09 0,70 3,47 2,34 0, 2,243 2,449 1 0,516 0,316 0, 0,889 0,490 0,221 0,064 0,004 0, 1 2 3 1 2 3 1 2 3 1 2 3 1 2 3 1 2 0,972 1,099 1,030 0,929 1,003 0,996 1,093 1,066 1,026 0,865 0,887 0,956 0,618 0,662 0,758 1,209 1,159 1, 0,986 1,42 0,990 1,01 0,995 1,048 4,58 1,032 3,10 1,019 1,014 1,38 1,009 0,89 1,005 0,964 3,73 0,976 2,46 0,986 1,001 0,10 1,000 0,00 1,000 0,999 0,1 1,000 0,00 1,000 1,047 4,49 1,031 3,01 1,019 1,032 3,10 1,022 2,15 1,013 1,016 1,57 1,006 0,60 1,003 0,933 7,18 0,956 4,60 0,974 0,945 5,82 0,964 3,73 0,978 0,984 1,63 0,988 1,21 0,994 0,793 26,10 0,863 15,87 0,919 0,831 20,34 0,893 11,98 0,939 0,928 7,76 0,970 3,09 0,987 1,143 12,51 1,106 9,58 1,069 1,110 9,90 1,079 7,32 1,048 1,087 8,00 1,051 4,85 1, 0,996 1,011 1,003 0,991 1,000 1,000 1,012 1,008 1,002 0,984 0,986 0,996 0,950 0,963 0,992 1,045 1,030 1, 0,997 1,009 1,002 0,992 1,000 1,000 1,009 1,007 1,001 0,987 0,989 0,997 0,961 0,970 0,993 1,036 1,024 1, 0, 1 / 1 – поступательный поток;

2 – источник;

3 – диполь;

(b/R=1,2).

В заключение отметим, что в приведенных в параграфе примерах с ростом n слойчатая среда гораздо быстрее достигала своего «анизотропного состояния», чем в ситуациях, рассмотренных В. Н. Острейко. В частности, вычисляя магнитный поток в квадратном сердечнике методом анизотропного эквивалентирования и методом послойного расчета (при n=50 и отношении проницаемостей равном 1000) в [97] получилась погрешность в 68% (см. табл. 6 и 7б в [97]). В данном параграфе для рассмотренных видов течений при том же числе слоёв и том же отношении проницаемостей, что и в [97], погрешность метода анизотропного экви валентирования равнялась 9%. Последнее позволяет сделать вывод, что метод анизотропного эквивалентирования приводит к приемлемым результатам в расчётах интегральных характеристик (связанных с потоками) тогда, когда изучается искажение статического поля ограниченной по размерам слоистой областью с гладкими границами. Такие области можно моделировать подходящими анизотропными средами. Если же расчётная область целиком слоистая, что и было в [97], то метод анизотропного эквивалентирования может приводить к большим погрешностям. 3.4.3. Расчет коэффициентов разложения для комплексных потенциалов изотропных колец Неизвестные в (1), (2), (3) и (4) коэффициенты разложения найдем из граничных условий сопряжения: при r = as s / k s = s+1 / k s+ и s = s+1 ;

s = 1,2,3,..., n, (10) которые представляют собой требования непрерывности на границах раздела сред приведённого давления и нормальной составляющей вектора скорости фильтрации. Отметим ещё, что комплексный потенциал Wn+1 ( z ), кроме (10), должен удовлетворять добавочному требованию: на бесконечности искаженное включением течение должно совпадать с невозмущенным. (Во всех рассмотренных конкретных случаях это условие на бесконечности выполнялось, в чем легко убедиться непосредственной проверкой). Подставляя действительные и мнимые части (1), (2) и (4) в граничные условия (10) и приравнивая в правых и левых частях получающихся выражений свободные члены, а также коэффициенты при синусах и косинусах одинаковой кратности, получим цепочку бесконечно большого числа линейных уравнений относительно искомых неизвестных. Из этой цепочки находим:

c 2 m = p 0,n +1 для m = 1,2,..., n;

(k1 / k 0 ) q 0,n +1 для нечетных n, c1 m = (k 2 / k 0 ) q 0,n +1 для четных n (11) а также получаем рекуррентные формулы, выражающие коэффициенты ks, ks, ks, ks через q k,n +1 и p k,n +1. Расчётный алгоритм по этим рекуррентным формулам заключается в следующем. 1. Вычисляются вспомогательные коэффициенты µ kn по формулам:

k 2 k1 ;

k1 + k 2.................................................................................................... 2k (1 ) + µ k,m1 [( m 1) / m] (1 + ) µ k,m = ;

( m = 2,3,..., n 1). 2k (1 + ) + µ k,m1 [( m 1) / m] (1 )..................................................................................................... 2k 1 k 0 / k 2 + µ k,n 1 [( n 1) / n ] (1 + k 0 / k 2 ) µ k,n = 2k 1 + k 0 / k 2 + µ k,n 1 [( n 1) / n ] (1 k 0 / k 2 ) µ k1 = (12) В (12) через обозначено = 2. Вычисляются k 2 / k1, если m нечетное. k1 / k 2, если m четное вспомогательные коэффициенты km по формулам:

k1 = ( k1 k 2 ) /( k1 + k 2 ), а остальные формулы для km получаются из (12) замещени ем всех µ km на km (с сохранением указанных в (12) значений индексов).

k 2................................................................................ 2k km m 1 k,m +1 = (1 );

(1 + ) + µ k,m1 2 m k,m+1 = µ km (am ) 2 k k,m +1 ;

................................................................................ 2k k k n 1 q k,n +1 = kn 1 + 0 + µ k,n 1 1 0 ;

2 k2 k 2 n 2k k,n +1 = µ kn (an ) q k,n +1 k2 = k1 + k 2 k1 ;

2k1 = µ k 1a 2 k k 2 ;

.

(13) 3. Оставшиеся неизвестные ks, ks, ks, ks через заданные коэффициенты q k,n +1 и p k,n +1 и вспомогательные параметры µ km и km, находятся из систем уравне ний (13) и (14).

k 2................................................................................ 2k m 1 k,m+1 = km (1 + ) + k,m1 (1 );

2 m k,m +1 = km (am ) 2 k k,m+1 ;

................................................................................ 2k k0 k kn n 1 p k,n +1 = 1 0 ;

1 + + k,n 1 2 k2 k 2 n 2k k,n +1 = kn (an ) p k,n +1. k2 = k1 + k 2 k1 ;

2k1 = k 1a 2 k k 2 ;

.

(14) Порядок решения системы уравнений (13) следующий: из предпоследнего уравнения по известному q k,n+1 находим kn, затем по kn находим k,n 1 и т.д. до k 2 и k1. Затем по значению k2 получаем k2, по k 3 получаем k 3 и т.д. до kn.

Значение же k,n +1 находится из последнего уравнения системы (13) через q k,n +1 непосредственно. Система (14) решается аналогично. 3.5. Исследование точности фильтрационных расчётов в слоистых средах методом однородно-анизотропного эквивалентирования В этом параграфе, в отличие от предыдущего, анализируется ситуация, когда слоистая среда заполняет не часть, а всю область фильтрации. Естественно, оценки точности расчётов фильтрационных потоков, когда анизотропное эквивалентирование применяется ко всей расчётной области, отличаются от тех, когда оно применяется лишь к части расчётной области. Случай, когда метод однородноанизотропного эквивалентирования применяется ко всей области фильтрации, проанализируем на примере расчёта течения жидкости в фильтрационном лотке, изображённом на рис.19. Для этого снова проводим сопоставительные расчёты полного фильтрационного потока в слоистой среде на рис.19 и, при тех же граничных условиях, в анизотропной модели слоистой среды. Применительно к рис.19 (когда в прямоугольной области фильтрации размещается целое число пар чередующихся изотропных слоёв c одинаковой шириной и с проницаемостями k1 и k2) оба метода, локального и интегрального однородно-анизотропного эквивалентирования, для главных проницаемостей дают одни и те же значения мин = 1 = 2k1k 2 k +k, макс = 2 = 1 2, а ГНА всюду направлены по осям x и y декарk1 + k 2 товой системы координат (рис.19) и аналитически задаются функцией (2.5.13) в виде (z) = z. 3.5.1. Расчёт полного фильтрационного потока в прямоугольной анизотропной области Плоскопараллельное фильтрационное течение жидкости в среде с прямолинейной анизотропией (z) = z описывается комплексным потенциалом (2.5.14), который в рассматриваемом случае имеет вид ( x, y) + i( x, y) = w ( ), где = x + i 1 / 2 y.

(1) При этом ( x, y) = 1 2 P и ( x, y), являющиеся соответственно потенциаµ лом скорости фильтрации и функцией тока, применительно к случаю, указанному на рис.19, должны удовлетворять следующим граничным условиям:

AB = 0;

CD = 1 2 gT ;

BEC = 0;

AMD = +Q, µ (2) где Q – полный фильтрационный поток, протекающий в лотке от AB к CD и подлежащий определению в процессе решения задачи. Из (2) видно, что область значений w()- прямоугольник, изображенный на рис.20. Таким образом, для отыскания w(), описывающей плоскопараллельную фильтрацию в лотке с пористой анизотропной средой, необходимо найти функцию, реализующую конформное отображение прямоугольника на рис.20 на прямоугольник, получающийся из изображенного на рис.19 путем его растяжения вдоль оси y в 1 / 2 раз. (Этот получающийся при растяжении прямоугольник определяет область значений комплексного переменного ).

Конформное отображение одного прямоугольника на другой осуществлялось в четыре этапа. На первом этапе нижняя полуплоскость первого вспомогательного комплексного переменного (рис.21) отображалась конформно на растянутый прямоугольник BMDE (рис.19) (в соответствии с аналогичным примером в [78, 123]) при помощи эллиптического интеграла первого рода = b d (1 2 )(1 m 2 2 ), (3) где b = l / K( m);

K( m) - полный эллиптический интеграл первого рода, ( n +1 / 2 ) 2 q H m = 4 n =0, q = exp 2 1 1 + 2 q n l 2 n =1. Обращение эллиптического интеграла (3) да ет хорошо изученную в математике функцию – эллиптический синус:

K( m) = sn, m. l (4) На втором этапе по формуле (4) вычислялись координаты A и C точек на плоскости, соответствующих значениям A и C точек A и C на рис.19. На третьем этапе нижняя полуплоскость плоскости конформно отображалась на нижнюю полуплоскость второго вспомогательного комплексного переменного t (рис.22) так, чтобы точки B и C отобразились в точки с координатами tB = -1 и tC =+1, а образы точек A и D отстояли от начала координат на одинаковом расстоянии 1/k, где 0

A B C t + 1 / k 1 1 =. C B A t 1 1 + 1/ k (5) Неизвестный в последнем уравнении параметр k находится из требования отображения точки D на рис.21 в одноименную точку на рис.22. Решая получающееся при этом требовании уравнение, для k найдем ( k= +1 1, где = D A C B. D C B A ) (Для указанного на рис.19 положения B = - 1 и D = 1/m). На четвертом этапе нижняя полуплоскость плоскости t конформно отображалась на внутренность прямоугольника на рис.20 при помощи интеграла Шварца-Кристоффеля, имеющего вид (6):

w( t ) = a 1 t dt (1 t 2 )(1 k 2 t 2 ) 1 2 gT, где µ a= 1 2 gT. 2 µ K(k ) (6) Формула (6) с учетом зависимостей (4) и (5) и определяет искомый комплексный потенциал w() плоскопараллельного течения в прямоугольной анизотропной области. Для определения с помощью найденного потенциала w() 1 фильтрационного потока Q, заметим, что согласно рис.22 и рис.20 w = i Q. k Вычисляя интеграл (6) при t = - 1/k и сравнивая результат с указанной для 1/k) величиной, найдем поток Qаниз Q аниз = 1 2 gT K (k ), 2µ K (k ) w( (7) где K( k ) - полный эллиптический интеграл первого рода при дополнительном модуле k = 1 k 2. Для частного случая, когда точка A совпадает с M и C совпадает с E (рис.19), для величины полного фильтрационного потока потока из (7) получим значение, равное Q0 = 1 gT H. 2µ l (8) Из (7) и (8) найдём, что безразмерные отношения фильтрационных потоков в рассматриваемой фильтрационной задаче определяются формулой Q0 = Q аниз 1 K (k ) H. 2 K (k ) l (9) Формула (9) в вычислительном эксперименте применялась для вычисления точных значений Q0/Qаниз для различных отношений 1/2. Результаты расчётов по формуле (9) отражены в таблице 3.6. Таблица 3. Результаты расчётов полных фильтрационных потоков её анизотропной модели = 0,5H). Q0 в слоистой среде (рис.19) и в Q мелк Q0. (В вычислительном эксперименте MBED – квадрат;

|AB| = |CD| Q аниз Общее число слоев 2 4 10 Для 1 / 2 = 0,1 величина Q0 / Qаниз = 1,139 Q0 / Qмелк 1,428 1,338 1,226 20,2 17,5 7,1 Погрешность, % Для 1 / 2 = 0,5 величина Q0 / Qаниз = 1,317 Q0 / Qмелк 1,449 1,397 1,341 9,1 5,7 1,8 Погрешность, % Для 1 / 2 = 0,75 величина Q0 / Qаниз = 1,396 Q0 / Qмелк 1,463 1,433 1,404 4,6 2,6 0,6 Погрешность, % 20 1,188 4,1 1,328 0,8 1,400 0, 30 1,167 2,4 1,321 0,3 1,396 0, 3.5.2. Расчет фильтрационного потока в слоистой области Аналитический расчёт плоскопараллельного течения в слоистой области на рис.19 в общем случае встречает серьезные математические трудности. Исключением служит тот частный случай расположения границ AB и CD, о котором говорилось выше. Если слоистая область содержит в этом частном случае целое число пар слоёв, то для фильтрационного потока в ней из простых аналитических расчётов получается значение, совпадающее с (8). В общем случае «послойное» решение задачи сводится к интегрированию системы уравнений Лапласа m (x, y ) = 2m 2m + = 0, m = 1,2,...., M x 2 y (10) для потенциалов m (x, y ) = km P всех изотропных слоёв (общее число котоµ рых обозначено через M) с проницаемостями km. Решения уравнений Лапласа на границах раздела слоёв m должны удовлетворять условиям сопряжения m km = m m+1 k m+ и m m x = m m+1 x, m (11) на всех непроницаемых участках условиям m y = y= H m y =0 ;

y = 1 x = AM M x =0, CE (12) и на границах CD и AB условиям 1 AB = 0 ;

M CD = k M gT. µ (13) Аналитическое решение задачи (10)-(13) встречает серьёзные математические трудности. Поэтому эта задача решалась численным методом - методом сеток [131, 135]. Для этого вся область MBED покрывалась равномерной квадратной сеткой узлов. Уравнения для потенциалов узлов, расположенных на границах BE, EC, MD и AM, выводятся из краевых условий на этих участках. Так, например, для узлов, расположенных на границе BE, выполняется условие / x = 0. Заменяя производную / x её конечно-разностной аппроксимацией, для (i,0) получим 1 4 (i,0) = (i,2) + (i,1);

i = 1,2,..., N, 3 (14) где N - общее число узлов на стороне BE. (Аналогично получаются и записываются уравнения для узлов, расположенных на границах AM, MD, CE). Для потенциалов (i, j) узлов, лежащих на границах раздела слоёв и узлов, лежащих внутри изотропных слоёв, пользуемся известными конечно-разностными представлениями [131, 135]. Значения потенциалов в узлах, расположенных на границах AB и CD, известны (из граничных условий (13)).

Записывая уравнения для потенциалов каждого узла сетки, получим относительно (i, j) систему линейных алгебраических уравнений. Особенность получающейся системы уравнений в том, что она с помощью простых алгебраических преобразований легко приводится к форме, пригодной для решения методом итераций – применялся метод Зейделя. Достаточные условия сходимости метода Зейделя оказываются при этом выполненными. (Выполнение достаточных условий сходимости достигалось за счёт того, что выражения для потенциалов граничных узлов на непроницаемых участках MD, AM, BE, CE подставляли в уравнения для внутренних узлов области, смежных с граничными). Для уравнений узлов, смежных с границами AB и CD, условия сходимости метода Зёйделя удовлетворяются автоматически. Для повышения скорости сходимости итерационного процесса в вычислениях применяли ускоряющий множитель Либмана [131, 135]. Вычислив значения потенциала в узлах сетки затем можно определить полный фильтрационный поток Qмелк. Для этого в каком-либо m-ом изотропном слое области фильтрации проводили сечение, параллельное границам MB и DE и вычисляли (численным методом по формуле Симпсона) вдоль этого сечения интеграл Q мелк = m (m ) i(1) (m ) (m (m dy = i +1 dy, где i+1) и i1) – потенциалы на линии сечеH x 2h H 0 ния в выбранном m-ом слое, а h - шаг сетки. Последний интеграл, величина которого не должна зависеть от выбора места сечения, даёт полный фильтрационный поток Qмелк в слоистой среде. В действительности при расчётах Qмелк в качестве вычисленного значения этой величины бралось среднее арифметическое для 10 равномерно распределённых в области фильтрации сечений. По величине разброса значений потока по сечениям вокруг среднего арифметического определялась относительная погрешность расчёта Qмелк. Заметим, что во всех расчётах относительная погрешность Qмелк не превышала 2%. Такая точность достигалась за счет специального выбора шага сетки – проводились последовательные контрольные расчеты с уменьшением вдвое шага сетки. Расчёты показали, что для достижения в расчётах Qмелк указанной точности на стороне BE слоистой области из k слоев (k=10…30) нужно размещать не менее 5k узлов;

из 10 и менее слоев – 50…60 узлов. Некоторые результаты расчётов потоков Qмелк в слоистой области и в её анизотропной модели приведены в таблице 3.6. Общее расположение границ AB и CD для приведенных в таблице 3.6 расчётов соответствует указанному на рис.19, длины участков AB и CD брались одинаковыми и равными половине стороны квадрата MBED. Вычисления показывают, что в данном конкретном примере при слабой анизотропии, когда = 1 / 2 = 0,75, даже если слоистая среда состоит всего из двух слоев, она хорошо аппроксимируется анизотропной. При этом относительная погрешность расчётов потоков = Q мелк Q аниз Q мелк 100% не превышает 5%. При стрем лении к нулю (когда проницаемости k1 и k2 изотропных слоёв все резче отличаются друг от друга) погрешность расчётов потоков в слоистых средах, моделируемых анизотропными, не будет превышать 5…7%, если: 1) при средней анизотропии, когда = 0,5, отношение s/H0,17 (что соответствует наличию в слоистом квадрате 3 или более пар изотропных слоев, через s обозначена ширина отдельного слоя);

2) при сильной анизотропии, когда = 0,1, отношение s/H0,06 (в слойчатом квадрате 9 или более пар изотропных полос). При соотношении s/H0,03 (в слойчатом квадрате 15 и более пар слоев) относительная погрешность расчетов интегральных характеристик методом аппроксимации слоистой среды анизотропной не превысит 3…5%, если 0,1 < 1. Для случаев, когда длины участков AB и CD больше половины стороны квадрата (большая часть линий тока при этом почти ортогональная границам раздела слоев) точность расчета потоков в слоистой среде методом аппроксимации её анизотропной оказывается ещё более высокой, чем в таблице 3.6.

Если же длины участков AB и CD становятся меньше и меньше, то погрешность расчётов потоков рассматриваемым методом растёт и, начиная с длин около 0,3H, составляет 15…20%. Выводы по 3-ей главе. Рассмотренные примеры подтверждают, что со стремлением к нулю отношения a/L (a - толщина отдельного слоя в слоистой среде, L характерный размер многослойной области фильтрации) величины таких интегральных характеристик, как поток, можно вычислять с достаточной для практики точностью, аппроксимируя в расчётах слоистые среды их анизотропными моделями. Такая аппроксимация существенно упрощает расчёты и приводит к удобному для анализа аналитическому решению задачи. При этом точность аппроксимации выше у метода интегрального, нежели у метода локального однородноанизотропного эквивалентирования. Кроме того, точность метода однородноанизотропного эквивалентирования тем выше, чем большая часть линий тока поля почти ортогональна (или, наоборот, почти параллельна) границам раздела изотропных слоев, составляющих слоистую среду. В проанализированных в 3-ей главе примерах, относящихся к абсолютно различным ситуациям, погрешность при оценке интегральных характеристик поля в слоистой среде, моделируемой анизотропной, не превышала 5% при широком диапазоне изменения коэффициента анизотропии ( 0,1 мин / макс < 1 ), если a/L0,03.

ГЛАВА 4. МАТЕМАТИЧЕСКИЕ МОДЕЛИ ФИЛЬТРАЦИИ ЖИДКОСТИ В ПРИЗАБОЙНЫХ ЗОНАХ СКВАЖИН (ПЗС) В 4-ой главе исследуются особенности фильтрации жидкости в призабойных зонах вертикальных скважин, работающих в плоскопараллельных пластах. 4.1. Причины выделения исследования течений в призабойных зонах скважин в самостоятельный раздел теории фильтрации Призабойной зоной скважины (ПЗС) называют часть продуктивного пласта, непосредственно примыкающую к стволу скважины. В первом приближении ПЗС для изотропного пласта можно принять за круговую цилиндрическую область, ось симметрии которой – ось ствола скважины. Радиус ПЗС может составлять от (23)rскв до (300400)rскв, где rскв - радиус скважины. Для анизотропных пластов ПЗС в первом приближении можно принять за эллиптическую цилиндрическую область с осью симметрии, совпадающей с осью ствола скважины. Главные оси этой области совпадают с ГНА пласта в ПЗС. Необходимость специального изучения особенностей фильтрации жидкости в ПЗС вызвана целым рядом причин. 1). Коэффициент проницаемости ПЗС может существенно отличаться от коэффициента проницаемости остальной части пласта (например, вследствие химической обработки ПЗС или вследствие образования глинистой корки в ПЗС [77, 92, 112, 113]). В связи с этим возникает необходимость в уточнении расчётов по интерференции скважин, учитывающих индивидуальные особенности всех ПЗС, что составило содержание исследований 5-ой главы. 2). В зависимости от физико-механических свойств пласта на практике применяют разнообразные конструкции скважинных фильтров и забоев, описанных в [10, 81, 84] и схематически представленных на рис.23 и 24. Технические особенности скважинных фильтров приводят к тому, что в ПЗС фильтрационный поток сильно отличается от плоскорадиального течения, и поэтому расчёты фильтрации для различных математических моделей ПЗС актуальны. 3). В ПЗС может произойти переход от линейного режима фильтрации к нелинейному. Поэтому применять уравнения линейной фильтрации ко всему пласту можно не всегда и, следовательно, продолжение фильтрационного расчёта в ПЗС может идти с другими уравнениями, отличными от остальной части пласта. 4). Применение технологических операций вертикального и горизонтального гидроразрыва пласта [81, 84, 112] приводит к тому, что течение существенно отклоняется от плоскорадиального главным образом в ПЗС, что требует их детального исследования вблизи от скважины. 5). Работа скважины в условиях аномальных пластовых давлений приводит к образованию глинисто-песчаных пробок в скважине [31]. Такие пробки искажают плоскопараллельный поток к скважине так, что в ПЗС течение становится пространственным, поэтому вблизи скважины требуется его отдельное изучение. Отличительной особенностью фильтрационных течений в ПЗС является то, что они, как правило, пространственные. Поэтому расчёт и анализ этих течений выполняется гораздо сложнее, чем плоскопараллельных. Во всех наиболее распространённых учебных пособиях [10, 16, 87, 103, 112, 229] для студентов нефтегазовых специальностей все вопросы, связанные с анализом сложных пространственных фильтрационных течений (течения к кольчатым и перфорационным фильтрам, течения к трещинам гидроразрыва и др.), излагаются на описательном уровне. Автор этой работы ставит цель - предложить приемлемый для решения инженерно-технических задач, а также для применения в учебном процессе приближённый аналитический метод исследования всех основных видов пространственных фильтрационных течений в ПЗС. Диссертант предлагает для исследования пространственных течений в ПЗС применять метод средневзвешенного потенциала (СВП). Ранее на него при решении конкретной задачи теории фильтрации обращал внимание В.Н. Николаевский [95]. Тем не менее в теории фильтрации метод СВП не нашёл широкого применения, хотя под другим названием (метод Хоу) он часто применяется в электротехнике [62, 98,99] для расчёта электрической ёмкости. Особенностью этого метода служит сочетание простоты физической идеи, на которой основан метод СВП, с возможностью применения классических методов решения краевых задач математической физики. Кроме того, этот метод приводит к приемлемым при ближённым решениям, практически во всех случаях всегда с заниженной величиной фильтрационного потока на 5-7%. Теоретическое объяснение таких свойств метода СВП даётся в [212]. Это свойство заниженности против точного получающейся по методу СВП величины фильтрационного потока позволяет подкорректировать полученные приближённые расчёты путём увеличения вычисленных значений на 5-7%. В следующих параграфах 4.5-4.7 и 4.10, 4.11 даются решения всех основных типов фильтрационных задач в ПЗС на основе единого подхода – применения метода СВП. Изложенные в этих параграфах решения позволяют делать прогностические расчёты при проектировании конструкции фильтра скважины, при проектировании числа и размеров трещин гидроразрыва в ПЗС и, кроме того, позволяют в случае их использования в учебном процессе поднять изложение упомянутых выше вопросов с описательного уровня на теоретический. Таким образом, исследования течений жидкости в ПЗС актуальны и составляют самостоятельный раздел теории фильтрации. Перечисленным проблемам и посвящена 4-я глава диссертации. 4.2. Влияние неопределённости в критериях существования линейного режима фильтрации на погрешность в расчётах дебитов скважин При эксплуатации нефте- и газодобывающих скважин с большими удельными дебитами в их призабойных зонах (ПЗС) скорость фильтрации может превзойти критическую величину, за которой происходит нарушение линейного закона Дарси [8, 16, 24, 108, 228]. Поэтому в ПЗС течение может описываться нелинейными законами фильтрации – степенными, в частности, законом А.А. Краснопольского. В реальных условиях чёткой границы перехода от линейного к нелинейному режиму фильтрации нет. Разные авторы для этой границы перехода указывают разные критерии и разные числа Рейнольдса [16, 87, 112, 229]. В связи с этим в условиях сосуществования различных режимов фильтрации при расчётах дебитов скважин неминуемо появляется неустрани мая погрешность. В этом параграфе исследуется оценка такой погрешности и радиусы ПЗС с нелинейным режимом фильтрации. 4.2.1. Исследуем течение несжимаемой жидкости к центральной скважине с радиусом rc в круговом пласте радиуса R. Радиус ПЗС, где происходит нарушение линейного режима фильтрации, обозначим через r0, (rc < r0 < R). За пределами ПЗС течение подчиняется линейному закону Дарси, и поэтому удельный приток жидкости к границе r0 определяется по формуле Дюпюи Q= 2k (PП P), R µ ln r (1) где PП и P – давления на границах пласта и ПЗС соответственно, k - проницаемость пласта, µ - динамическая вязкость флюида. Пусть внутри ПЗС фильтрация подчиняется степенному закону dp = B v, dr (2) где > 1. В частности, при = 2 имеем закон А.А.Краснопольского. Скорость фильтрации v в (2) можно выразить с помощью уравнения неразрывности через удельный дебит скважины Q по формуле v = шение 1 1 1 Q P PC = B 1 1, r0 2 1 rC Q, после чего из (2) получаем ре2 r (3) в котором через PC обозначено давление на поверхности ствола скважины. Уравнения (1) и (3) содержат три неизвестных величины: Р, Q и r0. Недостающее уравнение найдём из условия достижения числом Рейнольдса [16, 112, v k f ( m) критической величины Reкр на границе ПЗС с радиусом r0: µ 229] Re = Q k f ( m) = Re кр 2r0 µ (4) Здесь – плотность флюида, f(m) - функция пористости пласта, вид которой, как и значения Reкр, разные авторы определяют по-разному. Именно неоднозначность в значениях Reкр и f(m) приводит к неустранимым погрешностям в расчётах дебитов. Система уравнений (1), (3), (4) для искомого дебита Q и радиуса ПЗС r0 приводит к следующему расчётному алгоритму:

- вычисляем константы Q 0, T, B, и B ;

2k (PП PС ) ~ Q0 =, где µ ln (R 0 ) R0 = R rC ~ ~ (5) (6) (7) 1 ~ 3 f ( m) Q 0 k f ( m) k 2 µ 2 1 ;

T= ;

B= Re 2 rC µ Re кр кр ~ Q0 1 ~ B = B 2 ( 1) (P Р ) r 1 ;

П С C - находим корень трансцендентного уравнения ~ ln (R 0 ) ~ B = 1 B + 1 ;

T R ln 0 T (8) - и, наконец, определяем Q и r0 по формулам ~ Q = Q 0 ;

r0 = T rC (9) 4.2.2. Исследуем теперь течение сжимаемой жидкости (идеального газа) к центральной скважине в круговом пласте. Все рассуждения остаются прежними, с тем лишь уточнением, что плотность флюида связана с давлением уравнением = a P, где a = атм (рассматриваем изотермический режим течения). Опуская выPатм ~ кладки, аналогичные вышеприведённым, сразу дадим расчётный алгоритм:

- вычисляем константу Q 0, 2 2 k Pатм (Р 0 П Р 0С ) P P ~ Q0 = ;

P0 П = П ;

P0С = С, µ ln (R 0 ) Pатм Pатм (10) а T, B, и B после этого находим снова по формулам (6) и (7), в которых вязкость газа µ берётся для пластовых условий, а плотность газа задаётся при ~ пластовой температуре и для давления в 1 т. атм. Затем находим корень трансцендентного уравнения ~ (P0C )+1 + (P0 П P0C ) B ( + 1) = T 1 R ln 0 T (P 2 P 2 ) (P0 П )2 0П 0C ln (R 0 ) +, (11) = - после чего по формулам (9) определяем удельный объёмный дебит газа при пластовой температуре и при давлении в 1 т. атм., а также радиус ПЗС r0. 4.2.3. Расчётный алгоритм (5) - (9) использовался для оценки возможных погрешностей в расчётах дебитов нефтедобывающих скважин, вызванных неопределённостью критериев перехода к нелинейному режиму фильтрации. В вычислительном эксперименте в качестве исходных выбирались следующие данные: R = 1 км, rc = 10 см, k = 1D (дарси), пористость m = 0,25, µ = 1 спз (сантипуаз), = 1000 кг/м3, = 2 (т.е. в ПЗС фильтрация описывалась законом А.А.Краснопольского). Для перечисленных данных и депрессии PП – PС = 10 т. атм. базисная величина Q0, с которой сравнивался удельный дебит скважины Q, имела значение Q0 = 58,597 м3/сутки. Естественно, Q кроме как от депрессии (PП – PС ) зависит также от числа Reкр и функции f(m), которые определяют условия возникновения ПЗС с нелинейным режимом фильтрации. В эксперименте задавались различные критерии перехода к нелинейному режиму – критерии Щелкачёва В.Н. Reкр = 1, Миллионщикова М.Д. Reкр = 0,022 и Котяхова Ф.И. Reкр = 0,20 [16, 112]. Результаты расчётов Q/Q0 представлены на диаграмме №1 (рис.25). На диаграмме №2 (рис.26) представлена неустранимая относительная ошибка в расчёте дебита нефтедобывающей скважины, если в качестве Q брать среднее арифметическое между минимальным и максимальным его возможными значениями, определяемыми на множестве всех допустимых критериев из уравнения (4). На следующей диаграмме №3 (рис.27) представлены погрешности в расчёте дебита, которые появляются при пренебрежении наличием ПЗС с нелинейным режимом фильтрации и применением закона Дарси ко всей об ласти течения. Радиусы же ПЗС с нелинейным режимом фильтрации для рассматриваемого случая представлены на диаграмме №4 (рис.28). Результаты вычислений показывают, что: 1). Ощутимых погрешностей в расчётах дебитов нефтедобывающих скважин, вызванных только лишь неопределённостью критериев перехода к нелинейному режиму, но учитывающих ПЗС через любой конкретный критерий, нет. Относительная погрешность в расчётах дебита в таком случае не превышает 6% при очень высоких депрессиях и для слабовязких нефтей (диаграмма №2 на рис.26). Для нефтей со средней и сильной вязкостью режим фильтрации в ПЗС в большинстве практических условий сохраняется линейным. 2).Пренебрежение ПЗС с нелинейным режимом фильтрации приводит в расчётах к завышенному значению дебита нефтедобывающей скважины. Для большинства практических условий относительная ошибка, появляющаяся в этом случае, имеет порядок 3-5%, но для больших депрессий и при малой вязкости она может представить значимые величины (диаграмма №3 на рис.27). Экономически выгодно соблюдать такие режимы эксплуатации нефтедобывающих скважин, чтобы не появлялись ПЗС с нелинейными режимами течения. Последнее обусловлено тем, что темпы прироста дебита с увеличением депрессии при линейном режиме фильтрации выше, чем при наличии ПЗС с нелинейными режимами. 3). Размер r0 ПЗС с нелинейным режимом не превышает 4rскв. Например, для приведённых в вычислительном эксперименте условий r0 < 40 см. 4.2.4. Алгоритм (10) - (11) применялся для оценки возможных погрешностей в расчётах дебитов газодобывающих скважин. В вычислительных экспериментах в качестве исходных выбирались следующие данные: R = 10 км, rc = 10 см, k = 0,1D (дарси), пористость m = 0,20, µ = 0,014 спз (сантипуаз), = 1,25 кг/м3, = 2 (т.е. в ПЗС фильтрация по-прежнему описывалась законом А.А.Краснопольского). Для этих данных и депрессии PП – PС = 10 т. атм. базисная величина удельного дебита Q0 = 2021,399 м3/сутки. Результаты вычислений дебитов Q/Q0 для различных депрессий и различных критериев перехода к нелинейному режиму фильтрации представлены на диаграмме №5 (рис.29), на которой для указанных трёх значений чисел Рейнольдса все три графика фактически совпали друг с другом. Среднее арифметическое между минимальной и максимальной величиной для дебита Q в 1ом случае, когда по Щелкачёву В.Н. Reкр = 1, по Миллионщикову М.Д. Reкр = 0,022 и по Котяхову Ф.И. Reкр = 0,29, даёт значение с относительной погрешностью представленной на диаграмме №6 (рис.30). На этой же диаграмме представлены относительные погрешности в расчёте дебита Q, если взять другие значения чисел Рейнольдса: по Щелкачёву В.Н. Reкр = 12, по Миллионщикову М.Д. и по Котяхову Ф.И. Reкр = 0,29 (случай 2). На диаграмме №7 (рис.31) указаны погрешности в расчёте дебита, которые появятся, если пренебречь наличием ПЗС с нелинейным режимом и применить закон Дарси ко всей области фильтрации. Радиусы ПЗС с нелинейным режимом применительно к исходным данным 1-го случая указаны на диаграмме №8 (рис.32). Результаты расчётов показывают, что: 1). В расчётах дебитов газодобывающих скважин относительные погрешности, вызванные только лишь неопределённостью в критериях существования линейного режима фильтрации, но учитывающих ПЗС по любому конкретному критерию, тоже не превосходят 6%. 2). В призабойных зонах газодобывающих скважин (в отличие от нефтедобывающих) фильтрация, как правило, подчиняется квадратичному закону А.А.Краснопольского. Неучёт ПЗС с нелинейным режимом фильтрации приводит в расчётах к заниженному значению дебита со значимыми погрешностями (диаграмма №7 на рис.31). 3). Радиусы ПЗС с нелинейным режимом фильтрации могут достигать величин до 50-60rскв (например, для условий 1-го случая r0 500 – 600 см). Таким образом, для газодобывающих скважин в расчётах дебитов необходимо учитывать возможность появления ПЗС с нелинейным режимом фильтрации. Для нефтедобывающих скважин в ПЗС практически всегда фильтрация подчиняется линейному закону Дарси. Однако на больших удалениях от скважин, где скорости фильтрации нефти малы, могут проявляться другие эффекты нелинейных режимов течения – в частности, режимы с начальным сдвиговым градиентом давления.

4.3. Исследование фильтрации в призабойной зоне и в стволе нефтедобывающей скважины с гравийным фильтром 4.3.1. Постановка задачи. В нефтепромысловой практике применяются скважинные фильтры различных конструкций [10, 30, 81, 84, 134]. Гравийный скважинный фильтр представляет из себя наиболее простую и дешёвую конструкцию. Для его создания в открытую в продуктивном пласте часть ствола скважины засыпают крупнозернистый материал (например, гравий) и, для предотвращения выноса засыпки током нефти, в верхней части ствола у кровли пласта устанавливают пакер сетчатого типа. Принципиальная схема устройства гравийного скважинного фильтра представлена на рис.33. Целью данного параграфа является вывод уравнений для расчета гидротехнических характеристик нефтедобывающей скважины с гравийным фильтром и анализ их решений. Подчеркнем, что в отличие от фильтров перфорационной конструкции [30, 81], гидротехнические свойства гравийных фильтров в известной автору литературе не исследовались. 4.3.2. Вывод основных уравнений (А) Вывод интегро-дифференциального уравнения для давления в фильтре скважины Будем рассматривать фильтрацию несжимаемой жидкости (нефти) к вертикальной скважине, эксплуатирующей горизонтальный пласт с мощностью b (рис.33). Поток жидкости внутри ствола скважины примем за одномерный, направленный вдоль оси z, т.е. радиальной составляющей течения внутри ствола скважины и неравномерностью потока по её сечению пренебрегаем. Поэтому вертикальную составляющую u(z) скорости течения будем считать зависящей только от одной координаты z. Приведенное давление Р=р+gz, (1) внутри скважины в первом приближении тоже считаем функцией только лишь координаты z. Связь между скоростью u(z) и давлением Р в гравийном фильтре скважины определяется из закона фильтрации dP = f ( u ), dz (2) где f(u) – заданная функция, удовлетворяющая условию f(0)=0. В частности, если в фильтре скважины фильтрация линейная, то f (u) = µu. k (3) Если в фильтре режим фильтрации подчиняется двучленному закону, то f(u)=Au+Bu2, (4) где А и В – некоторые экспериментально устанавливаемые положительные постоянные. Кроме (3), (4) под f(u) могут пониматься и другие законы фильтрации, например степенные f (u) = A u.

(5) Если функция Р(z) будет найдена, то с помощью (2) можно определить скорость u(z), а следовательно и дебит скважины Q = rc2 u( b). Для вывода уравнения, которому должна удовлетворять функция Р(z), рассмотрим течение к скважине между двумя бесконечно близкими плоскостями z и z+dz (рис.34). Течение жидкости между плоскостями z и z+dz будем в первом приближении рассматривать как плоско-радиальное. Поэтому величину притока dq(z) жидкости к части боковой поверхности ствола скважины, заключенной между z и z+dz, найдем по известной [7, 24, 68, 85, и др.] формуле Дюпюи:

dq ( z ) = 2 k1 ( PП P( z )) dz, R µ ln r c (6) где РП – давление на контуре питания r=R, а Р(z) – давление в скважине. К величине dq(z) добавляется поток со стороны поступающей снизу жидкости, равный rc2 u (z) (рис.34). Поэтому за одну единицу времени в участок скважины [z, z+dz] поступает суммарный поток жидкости, равный dq (z) + rc2 u (z). Следовательно, в сечении скважины z+dz вертикальная составляющая скорости потока будет равна u( z + dz ) = dq( z ) + rc2 u( z ) 2k ( P P( z )) dz = u( z ) + 1 П. 2 rc R 2 µ rc ln r c (7) С другой стороны, величина скорости u(z+dz) связана с распределением давления в стволе скважины по закону (2). Поэтому должно быть выполнено равенство dP( z + dz ) = f [ u( z + dz )]. dz (8) Вычитая из (8) соответствующие части равенства (2), получим dP( z + dz ) dP( z ) = {f [ u( z + dz )] f [ u( z )]}. dz dz (9) Если теперь к обеим частям последнего выражения применить известную в математическом анализе теорему Лагранжа [61, 213] и перейти к пределу при dz0, то из (9) с учетом равенства (7) получим:

d 2 P( z ) 2k [ P P( z )] = 1 П f ' [ u( z )]. 2 dz R 2 µ rc ln rc (10) (Штрих ' обозначает дифференцирование f по u). Уравнение (10) содержит две неизвестных функции: приведенное давление внутри ствола скважины P(z) и скорость потока жидкости в стволе скважины u(z). Поэтому для решения задачи еще нужно определить уравнение для u(z). Чтобы найти u(z) подсчитаем, пользуясь формулой (6), весь приток жидкости к скважине на участке [0, z]:

q ( z ) = dq ( z ) = 0 z 2 k 1 ( PП P(z ))dz. R µ ln 0 r c z (11) Таким образом, через сечение z скважины должен проходить за единицу времени поток жидкости q(z), но тогда средняя скорость течения жидкости u(z) будет равна q( z ), т.е. rc 2 k1 u(z ) = ( PП P( z ))dz. R 2 µ rc ln 0 r c z (12) Подставив (12) в (10), относительно неизвестной функции распределения давления Р(z) в стволе скважины получим одно интегро-дифференциальное уравнение. Для решения этого уравнения нужно еще дополнительно задать краевые условия на границах z=0 и z=b активного участка скважины. В сечении на кровле пласта z=b (рис.33) должно быть задано давление в скважине, поэтому Р|z=b=РС. (13) В сечении z=0 (на подошве пласта) нормальная составляющая скорости потока u(0)=0, а следовательно, dP dz = f [ u (0)] = f (0) = 0. Поэтому z = dP dz = 0.

z = (14) Таким образом, интегро-дифференциальное уравнение, получающееся при подстановке (12) в (10), должно интегрироваться совместно с краевыми условиями (13), (14). После того, как функция P(z) будет найдена, дебит Q скважины можно вычислить по формуле (11) при z=b:

2 k 1 Q= ( PП P( z ))dz. R µ ln 0 r c b (15) Формула (15) представляет собой уточнение классической формулы Дюпюи для дебита Q0 совершенной центральной скважины Q0 = 2k1 ( PП Pc ) b. R µ ln r c (16) Отношение Q/Q0, равное Q 1 = ( PП P( z ))dz, Q 0 b ( PП Pc ) b (17) будет характеризовать величину погрешности, если для расчета дебита скважины с гравийным фильтром использовать формулу Дюпюи (16).

(Б) Вывод дифференциального уравнения для скорости течения в фильтре скважины Более простой по сравнению с (10), (12) и удачно его дополняющий способ расчета гидротехнических характеристик скважины можно получить, если за основу взять распределение в её фильтре скорости течения u(z). Поэтому в дополнение к (10), (12) выведем ещё дифференциальное уравнение для скорости фильтрации u(z). Прежде всего заметим, что для производной лы (7) с учетом (16) получается значение Q0 P P( z ) du = П. 2 dz rc b PП PC du из формуdz (18) Дифференцируя обе части (18) по z и учитывая формулы (2) и (16), для скорости фильтрации u(z) получим уравнение Q0 d2u = f (u). 2 2 dz rc b ( PП PC ) (19) Дифференциальное уравнение (19) должно интегрироваться совместно с краевыми условиями u z =0 = и Q0 du =. dz z = b rc2 b (20) Первое из условий (20) означает, что нормальная составляющая скорости потока на подошве пласта отсутствует, а второе условие сразу следует из (18) при z=b. Для интегрирования уравнения (19) применяем известный прием – вводим подстановку du = G( u ), dz (21) с помощью которой из (19) находим, что G 2 (u) = 2Q 0 f ( u )du + C1, 2 rc b ( PП PC ) u (22) где С1 – произвольная постоянная. Для определения С1 рассмотрим равенство (22) при z=b. Обозначим неизвестную скорость фильтрации при z=b через u*, т.е.

u* = Q = u ( b), rc (23) где Q – дебит скважины с гравийным фильтром. Тогда с учетом второго краевого условия (20) для С1 из (22) получим значение * Q2 2Q 0 f ( u )du. C1 = 2 40 2 rc b rc2 b ( PП PC ) u (24) Подставляя теперь (24) в (22) для вспомогательной функции G(u) найдем выражение u* 2 Q0 2 rc2 b G (u ) = 2 4 2 1 f (u )du. rc b Q0 (PП PC ) 0 (25) Теперь, когда G(u) стала известной, с помощью (21) и первого условия (20) определим распределение скорости u(z):

z= 1 A u du 1 2 f (u )du A (PП PC ) u u*, (26) где введено обозначение A= Q0. rc2 b (27) Для того, чтобы можно было применить (26) к расчету скорости u(z) остается определить оставшуюся неизвестной постоянную u*. Уравнение для u* получим с помощью (26) при значении z=b. Учитывая (23), приходим к следующему уравнению для u*:

Ab = u* du 1 2 f (u )du A (PП PC ) u u*.

(28) Из уравнения (28) вычислим u*, а стало быть и дебит Q по формуле (23). Затем по формуле (26) можно будет найти распределение скорости u(z) в фильтре скважины. Наконец, с помощью формул (18), (21) и (25) найдем распределение давления в стволе скважины по ее высоте:

* PП P(z) 2 = 1 f (u )du. PП PC A (PП PC ) u u (29) Таким образом, задача о расчете гидротехнических характеристик скважины с гравийным фильтром оказалось полностью решенной.

4.3.3. Анализ работы гравийного фильтра при линейном режиме фильтрации Рассмотрим случай, когда в скважине с гравийным фильтром обеспечивается линейный режим фильтрации. В этом случае функция f(u) задается формулой (3), а уравнение (28) после вычисления интегралов примет вид:

Q0 u +~ v, = ~ ln * v 2 ~2 u2 rc v * (30) где введено обозначение ~= v A k 2 (PП PC ). µ (31) Решая уравнение (30) для u* найдем значение u * 2b = h (x) v0 rc где h (x) = th ( x ). x (32) В формуле (32) через х обозначена вспомогательная безразмерная переменная x= b rc 2 k1, R k 2 ln r c (33) а через v0 – масштабная постоянная с размерностью скорости фильтрации, вычисляемая с помощью формулы Дюпюи (16):

v0 = Q0 k (P P ) =1 П C. 2 rc b R µ rc ln r c (34) Теперь, зная u*, по формуле (23) находим дебит Q скважины с гравийным фильтром Q = h(x). Q (35) Распределение скорости фильтрации в скважине с гравийным фильтром по её высоте находим по формуле (26). После вычисления интегралов получим, что z sh x u ( z) 2b b =. v0 rc x ch ( x ) (36) Распределение по высоте приведенного давления в скважине с гравийным фильтром находим по формуле (29). В результате расчетов получили, что z ch x P P(z) b = 1 1 C P ch ( x ). PП П (37) Важной количественной характеристикой работы фильтра является распределение скорости фильтрации v (z ) = dq( z ) k ( Р П P( z )) =1 2 rc dz R µ rc ln r c (38) (формула (6) и рис.34) флюида по высоте внешней поверхности ствола скважины. После подстановки в (38) формулы (37) для v(z) получаем выражение z ch x v(z) b =. ch ( x ) v (39) Заметим, что формулы (35), (36) и (37) в случае линейного в стволе скважины с гравийным фильтром закона Дарси могут быть получены иначе. А именно, с помощью уравнений (10) и (12), которые при линейной фильтрации становятся независимыми друг от друга. Вследствие этого уравнение (10) будет обыкновенным дифференциальным уравнением, не вызывающем затруднений с его интегрированием. Формулы (36) и (39) применены для вычисления фильтрационных чисел Рейнольдса в 1 и 2 областях (рис.33) с целью определения условий, обеспечивающих скважине с гравийным фильтром линейный режим фильтрации. Число Рейнольдса Re, как известно, вычисляется по формуле [16, 112] Re = v k f, (40) где v – скорость фильтрации;

k – проницаемость среды;

= µ - кинематический коэффициент вязкости флюида;

f – множитель, зависящий, главным образом, от пористости m среды, а также от формы и шероховатости стенок поровых каналов и их извилистости. Разные авторы для f дают разные формулы. Так, Щелкачев В.Н., Миллионщиков М.Д., Котяхов Ф.И. и Требин Г.Ф. для f предлагают соответственно формулы [16, 112, 229] fЩ = 10 ;

m 2,3 fМ = 1 ;

m1,5 f КТ = 42. m1, (41) Для того, чтобы в области фильтрации был справедлив линейный закон Дарси требуется выполнение неравенства Re

по Миллионщикову М.Д. Reкр=0.0220.6;

по Котяхову Ф.И. и Требину Г.Ф. Reкр=0.23.4. Подставляя в (40) скорость фильтрации v(z) из (39), для чисел Рейнольдса Re1 в 1-ой зоне области фильтрации (рис.33) на внешней поверхности ствола скважины получаем выражение z ch x Re1 b v (z ) =, = ch ( x ) v0 Re (42) где Re 0 = v 0 k1 f1.

(43) Формула (43) определяет значение числа Рейнольдса Re0 на внешней поверхности ствола совершенной центральной скважины, для которой справедлива формула Дюпюи (16). Если в (40) подставить скорость фильтрации u(z) из (36), то получим значения чисел Рейнольдса Re2 для течения в фильтре скважины ( во 2-ой зоне области фильтрации):

z sh x Re 2 2b k 2 f 2 b =. Re0 rc k1 f1 x ch ( x ) (44) ны с гравийным фильтром при rскв = 0,1 м;

R / rскв = 5000 м;

= 850 кг / м3;

m = 0,2;

b / rскв = 100;

Pп – Pс = 10 МПа;

k1, Д 0,100 0,100 0,100 0,500 0,500 0,500 0,750 0,750 0,750 1,000 1,000 1,000 1,500 1,500 1,500 2,000 2,000 2,000 3,000 3,000 3, Таблица 4.1. Режимы течения жидкости во внешней окрестности и внутри ствола скважи µ, спз 1, 40 10 2 40 10 2 40 10 2 40 10 2 40 10 2 40 10 2 40 10 0, 0, k1 / k2 0, 0, 0, 0, ++++++++ ++++++++ ++ ++ ++++++++ ++ ++++++++ ++++++++ ++++++++ ++++++++ ++++++++ ++ ++ ++ ++ ++ ++++++++ ++ ++++++++ ++++++++ ++++++++ ++++++++ ++++++++ ++ ++ ++ ++ ++ ++++++++ ++ ++++++++ ++++++++ ++++++++ ++++++++ ++ ++ ++ ++ ++++++++ ++ ++++++++ ++ ++++++++ ++ ++++++++ ++ ++++++++ ++ ######### # ++++++++ ++ ++++++++ ++ ++++++++ ++ ######### # ++++++++ ++ ######### # ++++++++ ++ ++++++++ ++ ######### # ++++++++ ++ ++++++++ ++ ######### # ++++++++ ++ ######### # ######### # ++++++++ ++ ++++++++ ++++++++ ++++++++ ++ ++ ++ ++++++++ ++ ++++++++ ++ ++++++++ ++ ######### # ++++++++ ++ ++++++++ ++++++++ ++ ++ ++++++++ ++ ######### # ++++++++ ++ ++++++++ ++++++++ ++++++++ ++++++++ ++++++++ ++ ++ ++ ++ ++ ++++++++ ++++++++ ++++++++ ######### ######### ++ ++ ++ # # ++++++++ ++ ++++++++ ++ ++++++++ ++ ++++++++ ++ ++++++++ ++ ######### # ++++++++ ++ ++++++++ ++ ######### # ++++++++ ++ ++++++++ ++ ######### # Примечания:

1) Пустая ячейка указывает на линейный режим фильтрации по всей длине фильтра скважины;

линейный режим фильтрации вблизи внешней поверхности ствола скважины. 2) Ячейка заполненная символом «+» указывает на переходный режим фильтрации (у подошвы пласта фильтрация линейная, у кровли – нелинейная). 3) Ячейка заполненная символом «#» указывает на нелинейный режим фильтрации по всей длине фильтра скважины. 4) Ячейка серого цвета обозначает, что вблизи внешней поверхности ствола скважины переходный режим фильтрации (от линейной фильтрации у подошвы пласта к нелинейной у его кровли). 5) Ячейка темно-серого цвета обозначает, что вблизи внешней поверхности ствола скважины существует нелинейный режим фильтрации по всей длине фильтра скважины.

Сопоставление формул (36) и (44) показывает, что Re 2 = Re0 k 2 f 2 u (z), k1 f1 v (45) т.е. числа Рейнольдса Re2 течения флюида в гравийном фильтре прямо пропорциональны скорости фильтрации u(z) в стволе скважины. Формулы (35)-(39), (42) и (45) применялись для расчётов дебитов скважин с гравийным фильтром, для распределений давления и скорости фильтрации по высоте и для выявления условий существования линейного режима фильтрации. Результаты некоторых вычислений представлены в таблице 4.1 и на рис.35-39. По результатам вычислений можно сделать следующие выводы. 4.3.4. Выводы: 1). Если безразмерный параметр х, определяемый по формуле (21), принимает значение х0.5, то тогда:

- приведенное давление вдоль ствола скважины можно считать постоянным, равным Рс;

- дебит центральной скважины можно вычислять по классической формуле Дюпюи;

- скорость фильтрации имеет равномерное распределение по всей длине ствола скважины. 2). Если х>0.5, то приток флюида в скважину происходит неравномерно: у подошвы пласта скорости фильтрации ничтожно малы (застойная зона), а при приближении к кровле пласта скорости резко возрастают. Последнее может приводить к вымыву частиц породы пласта возле кровли в скважину. Приведенное давление может вдоль ствола изменяться в очень широких пределах, включая крайние пределы изменения от РП до РС. Расчет дебита по формуле Дюпюи (16) в этих случаях приводит к сильно завышенным значениям. 3). Из таблицы 4.1 вытекает, что в ПЗС и в гравийном фильтре может наблюдаться пять различных режимов течений. По порядку распространения на практике это будут следующие режимы: линейный-линейный;

линейный-переходный;

переходный-переходный;

переходный-нелинейный;

нелинейный-нелинейный. Наиболее часто встречается первый режим (линейная фильтрация в ПЗС и линейная фильтрация в гравийном фильтре). Следующий линейный-переходный (линейный режим фильтрации в ПЗС и переходный от линейного у подошвы пласта к нелинейному у кровли пласта) режим течения встречается реже для фильтрации нефти и чаще для фильтрации воды. (Хотя, строго говоря, остальные четыре режима, получены из анализа линейного решения задачи, поэтому в отношении их вывод носит лишь прогностический характер). Остальные режимы будут встречаться ещё более редко. 4). Подчеркнем, что формулы (20), (22) и (24), полученные на основании (10) и (12), больше носят качественный характер. Нужно помнить, что в предложенной теории пренебрегли искривлением линий тока у ствола скважины. Поэтому значение выведенных формул (10) и (12) не столько в точных количественных оценках, сколько в том, что с их помощью удается сравнительно просто выявить основные фильтрационные эффекты, вызванные взаимодействием потока флюида в ПЗС с течением в фильтре скважины.

Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 5 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.