WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 |   ...   | 3 | 4 || 6 | 7 |   ...   | 12 |

«М. Маскет Течение однородных жидкостей в пористой среде Перевод М. А. Геймана Москва • Ижевск 2004 УДК 622 The Flow of Homogeneous Fluids Through Porous Media ВУ М. MUSKAT, PH. D. ...»

-- [ Страница 5 ] --

Часть II. Установившееся течение жидкостей одинарной забивной крепи той же самой длины. Если сваи у пяты и носка плотины имеют значительную длину, то промежуточные забивки свай создают в общем значительно меньшие перепады давления благодаря сравнительно небольшим градиентам вдоль основания плотины. Однако во всех случаях, будет ли уменьшаться или увеличиваться значение опрокидывающей силы, ряды свай будут уменьшать величину градиентов давления и скоростей вблизи пяты и носка плотины. Таким образом, будет снижаться опасность размывания песка и разрушения плотины. При изучении вопроса фильтрации под плотинами следует принять во внимание конечную мощность залегающих под ними проницаемых слоев, так как фильтрация будет иметь бесконечное значение даже для плотин со шпунтовыми рядами свай, если залегающие под ними проницаемые слои имеют бесконечную мощность. В то время как общий аналитический метод преобразования сопряженной функции является вполне достаточным для данного случая, а также для систем с бесконечной мощностью проницаемых слоев, конечность последних приводит в случае, где функции имели до того элементарный характер (гл. IV, п. 12), к преобразованиям эллиптической функции. Среди косвенных выводов из этого анализа следует упомянуть общее подтверждение распределения давления в основании плотины, установленное ранее на основании более элементарной теории. Так> для плотины без шпунтовых свай конечная мощность проницаемого слоя не будет иметь значительного влияния на распределение давления, хотя бы мощность слоя была в несколько раз меньше по величине, чем ширина плотины (см. фиг. 44). В случае плотины со шпунтовыми сваями конечная мощность проницаемого слоя не будет особенно заметно влиять на перепад давления через свайную крепь, хотя бы сваи проникли в толщу проницаемого слоя более чем на 5 0 % (см. фиг. 68). Однако расход при фильтрации в значительной степени определяется мощностью проницаемого слоя или, выражаясь более точно, отношением ширины плотины к мощности последнего. Этот расход непрерывно уменьшается от бесконечно больших до совершенно исчезающих значений по мере того, как это отношение увеличивается от нуля до бесконечности (см. фиг. 61). Положение шпунтового ряда свай влияет на величину расхода при* фильтрации сравнительно в малой степени (см, фиг. 66). Расход при фильтрации симметрично уменьшается от максимального своего значения для свайной крепи, установленной в центре основания плотины, до минимума. Это приблизительно ниже на 9 % для свайной крепи, установленной в пяте или носке плотины. Как и следует ожидать, расход при фильтрации падает с увеличением глубины забивки свай. Однако это изменение достаточно мало, если только мощность залегающего проницаемого слоя не больше или того же порядка, что и ширина плотины. Во всех случаях расчеты приводят к довольно неожиданному выводу, что расход будет продолжать оставаться в пределах относительно высоких значений, пока глубина свай не возрастет до такого размера, что они будут находиться в непосредственной близости к подошве проницаемого слоя (см. фиг. 67) Так, когда ширина плотины равняется мощности последнего, а забив Глава IV. Проблемы плоского течения и методы теории...

ная свайная крепь, находящаяся в центре основания плотины, проникает на 99% глубины слоя, расход при фильтрации будет все же составлять 25,3% величины его для того случая, когда шпунтовые сваи совершенно отсутствуют. Если ширина плотины равняется пятикратной мощности проницаемого слоя, то расход фильтрации при глубине забивки свай, составляющей 99% мощности слоя, будет составлять 60,6% величины расхода по сравнению с тем случаем, когда шпунтовые сваи совершенно отсутствуют. Отсюда видно, что если установка свай у пяты или носка плотины даже на сравнительно умеренную глубину влияет в значительной степени на величину опрокидывающих усилий в плотине, то их влияние на величину расхода при фильтрации невелико, при условии, что сваи практически не заякорены в подошве проницаемого слоя. Даже щель в 7,5 см между подошвой проницаемого слоя мощностью в 7,5 м и нижним концом свай обеспечивает фильтрацию, величина которой может достичь 6 0 % того значения, которое имело бы фильтрационное течение под плотиной, если бы в плотине вообще отсутствовали сваи. Кроме того, столь большая фильтрация через ограниченные каналы, повидимому, повлечет за собой высокие скорости жидкости, что может привести к серьезным осложнениям с движением песка. Для подсчета величины расхода при фильтрации под перемычками или иными временными перекрытиями воды, имеющими небольшую толщину, и меняющуюся глубину котлована со стороны нижнего бьефа перемычки (гл. IV, п. 14) можно применить тот же аналитический метод, который ведет к решению задачи о расходе при фильтрации под плотинами с расширенным основанием. Как и следует ожидать, расчеты показывают, что расход при фильтрации увеличивается по мере того, как глубина котлована со стороны нижнего бьефа достигает глубины заложения перемычки (см. фиг. 71). Однако общее увеличение расхода при изменении глубины котлована со стороны нижнего бьефа с начала его углубления до того, как он достигнет основания водяной перемычки, невелико. Расход достигнет, например, роста в 56% при глубине проникновения перемычки, равной 50% мощности проницаемого слоя. Уменьшение величины расхода с увеличением вскрытия проницаемого слоя плотиной или водозакрывающей шпунтовой крепью в данном случае более характерно по сравнению с расходом при соответствующем изменении глубины свай для случая плотины, имеющей расширенное основание. С другой стороны, величина расхода при фильтрации продолжает сохранять высокие значения до тех пор, пока плотина или водонепроницаемая перемычка не будут фактически заякорены в водонепроницаемой горной породе. Значения расходов при фильтрации, которые даются непосредственна анализом, Q/АФ исчислены на единицу падения потенциала между верхним yi нижним бьефом плотины и на единицу длины последней. Если перевести их в величины практического значения, можно установить, ъ что(?//1Ф = 0,1 эквивалентно расходу при фильтрации—3,47 дцм \сек под плотиною длиною в 30 м и разностью напора между верхним и нижним бьефом — 1 am. Когда будет замечено, что величина фильтрационного расхода с увеличением глубины установки свай или водо Часть II. Установившееся течение жидкостей непроницаемой перемычки повлечет за собой значения Q/ЛФ, равные или значительно превосходящие 0,1, для глубин коффердама или забивной крепи, равных 9 9 % мощности проницаемого слоя, практическая необходимость в заякоривании сваи или водонепроницаемой перемычки в скальную породу становится неизбежной. Эти рассуждения и выводы относятся к системам, где среда принимается однородной и изотропной. Однако рассмотренный аналитический метод можно использовать также и для случая, когда песчаник однороден, но анизотропен, т. е. проницаемость его различна в различных направлениях. С этим вопросом встречаются обычно, когда сравниваются вертикальные течения через плоскости напластования с течениями, параллельными плоскостям напластования. Такие задачи можно решить методами потенциальной теории при условии, что системы координат будут соответственно преобразованы [уравнение (3), гл. IV, п. 15] так, чтобы привести уравнение распределения давления к виду уравнения Лапласа. Следующей характерной особенностью плоских задач движения жидкости в пористой среде, о которой стоит упомянуть, является взаимозаменяемость эквипотенциальных линий и линий тока [уравнение (4), гл. IV, п. 8], представленных кривыми, вдоль которых происходит перемещение частиц жидкости [уравнение (7), гл. IV, п. 8]. Это взаимоотношение вытекает из того обстоятельства, что эквипотенциальные линии и линии тока образуют взаимно ортогональную сетку [уравнение (5), гл. IV, п. 8], где функции тока также удовлетворяют уравнению Лапласа [уравнение (4), гл. IV, п. 8]. Отсюда каждое решение уравнения Лапласа в двух измерениях представляет собой решения для двух отличных физических задач, где роли функции потенциала и тока взаимозаменяются. Последняя теорема потенциальной теории, представляющая собой интерес при рассмотрении известных типов задач течения, относится к тому случаю, когда течение обладает геометрической плоскостью симметрии и граничные условия являются также симметричными относительно этой плоскости. При этом они симметричны скорее с внешней стороны, чем по их численным значениям. Тогда распределение потенциала и линий тока внутри системы будет также симметричным относительно этой плоскости при условии, что счет эквипотенциальных линий будет вестись по абсолютному значению их разности, считая от потенциала плоскости симметрии. Приведенные выше различные аналитические решения обнимают собой наиболее важные с практической стороны задачи о плоском течении. Однако следует заметить, что даже небольшие изменения в геометрии различных течений могут не только сделать недействительными первоначальные аналитические решения, но даже привести к непреодолимым математическим трудностям при выводе новых правильных решений. В таком случае следует прибегнуть к приближенным аналитическим методам или даже к не аналитическим, т. е. к эмпирическим решениям. Образцы приближенных аналитических методов для решения задач о потенциале, были развиты в процессе вывода доказательств существования решений уравнения Лапласа для заранее установленных граничных условий. Однако эти методы неприложимы в случае специальных Глава IV. Проблемы плоского течения и методы теории...

проблем. Один из действительных методов, имеющий очень широкое применение, базируется на том положении, что задача о решении диференциального уравнения Лапласа при данных граничных условиях аналитически тождественна нахождению потенциала скорости, удовлетворяющего этим граничным условиям и обеспечивающего минимум величины кинетической энергии жидкости в системе [уравнение (2), гл. IV, п. 17]. Последняя задача может быть приближенно решена подбором в качестве потенциальной функции линейного сочетания частных функций, которые удовлетворяют граничным условиям, но не удовлетворяют уравнению Лапласа, т. е. методом Ритца, или же удовлетворяют уравнению Лапласа, но не граничным условиям, т. е. методом Трефтца. Подобрав такие ряды частных функций, приводим фактический процесс аналитического решения, необходимого для получения приближенного результата, к решению систем совместных линейных алгебраических уравнений для нахождения постоянных коэфициентов в линейных сочетаниях частных функций. Коэфициенты в этих алгебраических уравнениях представлены интегралами, которые включают частные функции и заранее установленные граничные значения, которые допускаются точным решением на контурах. Менее совершенной методикой решения задач течения, которое с трудом подвергается точному анализу, является построение графическим путем распределения потенциала и линии тока. Сетки такого распределения могут быть получены с последовательно возрастающей точностью, следуя определенным правилам их построения, вытекающим из решения диференциальных уравнений. Когда такое графическое интегрирование уравнения Лапласа будет представлено в виде квадратной сетки эквипотенциальных линий и линий тока, то расход в системе на единицу падения величины потенциала будет представлен отношением числа квадратов, лежащих между двумя соседними эквипотенциальными линиями, простирающимися от одной граничной поверхности линии тока к другой, к числу квадратов, лежащих между двумя соседними линиями тока, простирающимися между контурами высокого и низкого потенциала [уравнение (9), гл. IV п. 17]. Для решения задач течения можно применить строго численные способы. Последние базируются на замене диференциального уравнения Лапласа в частных производных соответственным разностным уравнением [уравнение (10), гл. IV п. 17]. Последнее [(11), гл. IV, п. 17] можно решить в принципе алгебраическим путем. Для получения решения этого уравнения строго повторяющимися численными операциями была разработана методика, которая дает последовательно возрастающие по точности значения для потенциала в вершинах квадратной решетки, покрывающей внутренность системы потока. Наконец, можно совершенно избежать всех аналитических операций и изучать специфические проблемы течения с помощью экспериментов на моделях. Обычно пользуются экспериментами на песчаных моделях, чтобы дать непосредственную картину условий течения в отдельных случаях, но в действительности эти модели представляют собой лишь репродукции фактических течений в уменьшенном масштабе. Вряд ли можно считать, что эти опыты представляют собой приложение основных зако Часть II. Установившееся течение жидкостей нов течения при обобщении основных элементарных экспериментов, устанавливающих закон Дарси. Весьма действенный эмпирический метод, который не требует возврата к применению песчаных моделей, покоится на аналогии между течением тока в электропроводящей системе и течением жидкости в пористой среде (гл. III, п. 6). При этом методе можно применять электролитические модели или модели, состоящие из полупроводников или металлических листов. Главное преимущество электролитических моделей заключается в том, что они позволяют определить непосредственно распределение потенциала внутри пространственных систем, не имеющих симметрии относительно оси. Когда пространственная система имеет симметрию относительно оси, например, в случае несовершенной скважины, внутреннее распределение потенциала может быть установлено нанесением его на осевые плоскости плотных секционных моделей, изготовленных из обладающего высоким сопротивлением материала, например графита (гл. V I I I, п. 10). Поверхности постоянного потенциала во всех электрических моделях представлены металлическими электродами. В случае плоских систем можно получить электрическим путем на моделях с электролитной поверхностью видоизмененные аналоги экспериментов на песчаных моделях, где линии тока являются следами нагнетания красок в различных точках песка. Это может быть обеспечено применением растворов индикатора так, чтобы изменять цвет электролита, по мере того как ионы, являющие собой поступающую жидкость, движутся от нагнетательных электродов. Такие модели особенно полезны, чтобы показать графически движение нагнетаемой воды в различных процессах метода заводнения (гл. IX, п. 17). Особенно удобным типом экспериментальной модели для изучения плоского течения является модель плоской проводящей поверхности (гл. IX. п. 21). Водонепроницаемые перемычки, например, линзы очень плотного песчаника, шунтовая свайная крепь или иные виды водяных преград, легко могут быть представлены путем вырезания из проводящей поверхности фигур, геометрически подобных рассматриваемым перемычкам. Взаимозаменяя в таких моделях эквипотенциальные поверхности и линии тока, имеем, что нахождение и определение потенциалов в новой системе дает непосредственно линии тока первоначальной системы. Хотя и не существует прямой электрической аналогии с гравитационным явлением, но последнее принимается внешне в расчет построением модели таким образом, что электрический потенциал является скорее аналогом потенциала скорости, чем давления жидкости. Однако этого совершенно недостаточно для гравитационных течений (глава V]), где жидкость не заполняет полностью пористую среду, но занимает только область, которая граничит в точках максимальной высоты по вертикали с поверхностью линии тока, вдоль которой давление имеет постоянную величину, так называемую „свободную поверхность". Эта граничная поверхность заранее не известна, но м ж т ое быть установлена опытным путем, вырезыванием модели таким образом, чтобы она соответствовала поверхности линии тока с постоянным давлением (гл. VI, п. б). В дополнение к этому при изучении например, фильтрации воды через плотины, необходимо обеспечить по Глава IV. Проблемы плоского течения и методы теории...

каз „поверхности фильтрациии, которая являет собой часть поверхности стока, вдоль которой давление имеет более постоянную величину, чем потенциал. Так как постоянство давления влечет за собой линейное изменение потенциала, можно получить соответственные граничные условия на поверхности фильтрации, прикрепляя полоску проводника к поверхности модели, пропуская через него ток и создавая, таким образом/ линейное изменение потенциала. Однако длина участка поверхности должна быть отрегулирована опытным путем так, чтобы соединить „свободную поверхность" с ее верхним краем. Следует заметить, что, применяя любой тип экспериментальной модели, необходимо сохранить общее требование к ним, а именно, модель должна быть геометрически строго подобна физическому течению. Распределение потенциала и линий тока зависит только от формы модели, а не от ее абсолютных размеров, которые могут быть выбраны на основе удобства и точности. Суммарный расход через модель или при действительном течении будет пропорционален одному из абсолютных размеров;

остальные же размеры будут входить в решение только в форме отношения. Фактически наиболее важные переменные, которые применяются при изучении систем одного и того же типа, но с постепенно изменяющейся геометрией, например, расход фильтрации под плотинами с изменяющейся глубиной забивной крепи, должен всегда выражаться отношением двух из имеющихся размеров: глубина свай, деленная на ширину плотины или на мощность проницаемого слоя (гл. IV, п. 13).

Глава пятая ПРОСТРАНСТВЕННЫЕ (ТРЕХРАЗМЕРНЫЕ) ЗАДАЧИ 1. Введение. Многие задачи о движении жидкостей в пористой среде, имеющие практическое значение, можно с достаточным приближением свести к одному из видов плоского течения, проанализированных в предыдущей главе. Однако остаются иные задачи, имеющие также весьма серьезное значение, которые отличаются вполне определенным пространственным характером. Так, если скважина, вскрывшая продуктивный песчаник, полностью не проходит сквозь него, то течение в той части песчаника, которая не вскрыта забоем скважины, будет иметь компонент скорости, направленный вверх и влекущий жидкость в скважину. В верхней же части пласта песчаника течение будет попрежнему в значительной степени радиальным и будет иметь сравнительно небольшой компонент скорости по вертикали. Поэтому распределение давления в пласте песчаника будет изменяться по вертикальной координате, т. е. задача будет иметь пространственный (трехмерный) характер. По отношению к общим методам решения пространственных задач следует заметить, что все те методы, которые были рассмотрены нами в приложении к плоским системам (глава IV), за исключением только одного из них, имеют свои аналоги в том случае, когда в систему включается третья координата. Только метод сопряженных функций не имеет своего аналога для случая трехмерного уравнения Лапласа. Все же для решения практических задач мы находим, что имеющиеся в нашем распоряжении методы вполне достаточны для получения искомых результатов. В настоящей главе мы будем иметь дело чаще всего с функцией потенциала: Ф = -—( р —ygz\ [уравнение (3), гл. III, п. 3] (1) а не с давлением р при условии, что пористая среда является изотропной. Ввиду того, что добавление вертикальной координаты сообщает силе тяжести возможность влиять на распределение давления, основным диференциальным уравнением будет уравнение Лапласа, отнесенное к Ф, и Глава V. Пространственные (трехмерные) задачи Разрешим теперь уравнение (2) для некоторых специальных случаев, имеющих практический интерес г. 2. Сферическое течение. Вполне очевидно, что аналогом плоской задачи радиального потока (гл. IV, п. 2) является такой, где распределение потенциала и скорости зависит только от радиуса г в системе сферических координат. Так как общий вид уравнения Лапласа в сферических координатах (г, 0, %) д (ft дг **\-i— —fsin в —W — -**-О m [см. уравнение (6) гл. III, п. 7] в случае сферического течения приводится к выражению _1_ Т " дг, дФ — дг (2) то отсюда непосредственно следует, что const = съ = (3) (4) или ф -fa.

Это выражение дает функцию общего расФиг. 76.. пределения потенциала Ф при сферическом течении. Наиболее характерной особенностью его является изменение Ф обратно пропорционально радиусу г. Очевидно, это обстоятельство создает более резкую изменчивость, чем логарифмическая зависимость от г, характеризующая плоское радиальное течение [уравнение (6), гл. IV, п. 2]. Чтобы установить физическое значение обеих констант сх и с 2, следует только приложить уравнение (4) к специальному случаю, определяемому граничными условиями (фиг. 76):

Эти условия приводят к выражениям:

Ф так, что Ф w Ь Ф (б) Теперь ясно, что Ф пропорционально разности потенциалов Фе — Ф, между сферическими контурами при re, rw. Остальные задачи пространственного течения, включающие песчаники с неоднородной проницаемостью, или двухжидкостные системы будут рассмотрены в гл. VII, пп. 9 и 10 и гл. VIII, п. 10.

Часть II. Установившееся течение жидкостей Скорость в системе получается, как обычно, диференцированием:

дФ ФЛ-^Ф„, Г 2У W и суммарное течение через систему дается выражением:

sin 4 * ( Ф е —Ф ) Л JL г.

(8) / „i-n..-..^. ^ Отсюда Ф и # г могут быть переписаны в таком виде: Ф Q /1 4л;

4яг _ I Фг \ / / (10) v/cek) г-расстояние от центра сквшкины 6 м 1, 1, Фиг. 77. Распределение скорости Г ) и потенциала (Ф) в сферической (сплошные кривые) и радиальной (пунктирные кривые) системах течения;

Ф(г) прини' мается равным нулю при г = 0,075 м и 10 при г = 1,5 м.

Из этих уравнений видно, что оба значения Ф и vr изменяются прямо пропорционально расходу Q так же, как это имеет место в случае плоского течения [уравнения (11), (12), гл. IV, п. 2]. Однако их изменение в зависимости от г в последнем случае гораздо резче. Это можно наблюдать более отчетливо на кривых для Ф и vr (фиг. 77) для случая, где = 0;

р е = 10 аш при 2 = 0 и так, что Ф е =10;

/-„, = 7,62 см;

г =15240 см;

Как и в случае радиального течения, уравнение(10) может быть непосредственно получено из интегрируемой формы уравнения неразрывности, а именно: Q =з —4nr 2 v r = const.

дф Интегрируя это выражение, где vr заменено через -с—, приходим непосредг ственно к уравнению (9). 2 Следует заметить, что косвенное установление граничных условий для Ф на основании заранее принятых значений давления, не является, повидимому, осложнением, неизбежно связанным с применением потенциальной функции Ф. Скорее это возникает из почти универсального образа представления о давлении как о количестве принципиальной физической значимости даже в пространственных системах. В действительности, когда принимается во внимание сила тяжести, основное значение приобретает потенциальная функция, хотя оба они—давление и Ф —удовлетворяют уравнению Лапласа. Если принять в вышеуказанной системе, что давление постоянно на контуре г ~ rw, re, то его распределение примет вид (б), и отсюда система будет сферически симметрична. Однако распределение скорости не будет более при этом радиальным, и система в целом и в действительности не будет сферически симметричной.

Глава V. Пространственные (трехмерные) задачи отсюда = 10,005 Q = 958 см /сек.

Сравнение с пунктирными кривыми, которые относятся к случаю радиального течения при тех же самых граничных условиях, указывает *гго высокие градиенты потенциала в случае сферического течения локализуются с гораздо более высокой концентрацией вблизи контура малого радиуса по сравнению с заведомо высоко концентрированной областью больших градиентов при радиальном течении. Следующее по важности различие заключается в значении величины Q. Так, для практических случаев, когда rw<^re, уравнение (8) при•г г водится к следующему виду:

0w)r w, (11) где расход изменяется в зависимости от rwy в то время как при радиальном течении Q изменяется гораздо медленнее по логарифмической зависимости [уравнение (10) Фиг. 78. Схематическое изогл. IV, п. 2 ]. Кроме того, уравнение (11) бражение скважины с часпоказывает, что расход при сферическом тичным вскрытием • пласта забоем (несовершенной). течении независим от радиуса внешнего контура, поскольку этот радиус велик по сравнению с Гц,. Следует напомнить, что при радиальном течении Q изменяется логарифмически в зависимости и от радиуса внешнего контура и от радиуса самой скважины. Практическое значение проблемы сферического течения заключается в том, что последнее соответствует скважине малого радиуса, только вскрывшей относительно мощный пласт песчаника. Это соответствие явится специальным предметом анализа ближайшего раздела (фиг. 78). Разумеется, само уравнение (11) показывает, что Q не зависит от радиуса внешнего контура и отсюда от фактической формы последнего при условии, что радиус внешнего контура велик по сравнению с радиусом скважины1. Иными словами, если участок поверхности, представляющий забой скважины, невелик по сравнению с поверхностью внешнего контура, ни одна часть которого не прилегает близко к поверхности скважины, можно заменить скважину небольшой сферической полостью. Течение в нее можно принять сферическим, вне зависимости от детальной формы самой скважины или внешней оконтуривающей поверхности. Допущение постоянства потенциала Фе на внешнем контуре может быть также опущено, если в уравнениях (8) и (11) Фе заменить усредненной величиной фактического потенциала на внешнем контуре. Этот вывод можно получить путем, совершенно аналогичным тому, что был выведен в гл. IV, п. 5 для плоского течения. Ряд Фурье, который был использован для последнего, заменяется в данном случае соответствующими функциями —сферическими гармониками—полярных и азимутальных углов 0 к % (см. Byerly, гл. VI).

Часть II. Установившееся течение жидкостей Следует упомянуть, что на практике, когда скважина только вскрывает пласт песчаника, поверхность забоя скважины фактически представлена полусферой. Тогда расход будет составлять только половину от своего значения в уравнениях (8) и (11), а в (9) и (10) величина Q Q -г— должна быть заменена на •—-.

4л;

2л Наконец, представляет интерес сравнить эффективность скважины^ работающей при сферическом течении, со скважиной, работающей при радиальном течении, при том же самом падении потенциала ЛФ. Обозначая текущий дебит в первом случае через Qs, а во втором случае через Qn видно, что полученные ранее выводы дают следующее соотношение: —In —, (12) = где h—мощность пласта песчаника при радиальном течении. Для численного примера, рассмотренного выше, следует, что:

h где h— в м. Таким образом, для пласта песчаника мощностью 15 м радиальное течение будет давать дебит в 25 раз больший по сравнению со сферическим течением, при условии, что фонтанирование происходит при одном и том же падении потенциала. В свете различных величин текущих дебитов при радиальном течении — для совершенных скважин и при сферическом течении — для несовершенных скважин становится ясным, что единственным условием, при которгом вполне преднамеренно решают вести эксплоатацию скважин с помощью последнего вида течения, будет таков, когда нефтяная зона подстилается подошвенными водами. Тогда трудности, связанные с водяным конусообразованием, удерживают от слишком больших величин вскрытия пласта забоем скважины (гл. VIII, п. 10). 3. Несовершенные скважины. Распределение потенциала. Как э о т видно из рассмотрения, приведенного в предыдущем разделе, радиальное течение, соответствующее скважине, полностью вскрывшей пласт песчаника, и сферическое течение, отражающее случай, когда скважина вскрыла только верхнюю поверхность пласта песчаника, не могут быть использованы достаточно удовлетворительно для изложения положения, когда величина вскрытия пласта забоем скважины является не полной или исчезающе малой. Ввиду того, что условие частичного вскрытия пласта встречается на практике очень часто, дадим в общих чертах анализ этой проблемы, опустив, однако, численные подробности решения 1.

М u s k a t M., Physics, 2, 329, 1932. Решение, которое приводится в цитируемой работе, дается в значениях аналогичной электрической проблемы, где электрод проникает частично в большой цилиндрический диск. Аналогия рассматриваемой задачи с цитируемой вытекает непосредственно из тождества граничных условий [уравнение (2)—ниже] этих двух систем (см. также A. F. Samsioe, Zeits. angew. Math, und Mechaniks, 11, 124, 1931).

r Глава V. Пространственные (трехмерные) задачи Допустим, что скважина симметрично расположена по отношению к окружающему ее пласту песчаника, на контуре которого значение потенциала поддерживается постоянным. Тогда система будет радиально симметричной и естественными координатами системы будут цилиндрические координаты. Особо будет допущено, что скважина радиусом /V вскрывает песчаник мощностью h до глубины Ь. С внешней стороны песчаник оконтурен окружностью г = ге, концентричной скважине, а с кровли и подошвы отделен водонепроницаемыми пластами (фиг. 78). Аналитически эта задача может быть сведена к нахождению решеяия Ф в системе уравнений:

д f дФ\, дФ дг У дг)+ dz2 ~ ' W vz^ —Ш- = 0;

z = 0, h (2) Ф = const = ф = const = Первое из уравнений (2) соответствует условию, при котором жидкость не будет проходить через верхнюю и нижнюю поверхность песчаника, так как он перекрыт непроницаемыми слоями. Второе граничное условие показывает, что на поверхности забоя скважины поддерживается постоянство потенциала, как будто скважина полна жидкости по крайней мере до кровли песчаника. Третье условие повторяет допущение, что внешний контур песчаника сохраняет постоянство потенциала. Отправным пунктом при анализе может явиться одно из следующих направлений. Можно получить формальное решение уравнения (1) непосредственно в виде ряда или интеграла бесселевых функций с коэфициентами, подобранными так, чтобы они удовлетворяли уравнению (2). Можно приме7 нить также менее изящный мето/ конформных отображений, который в данном случае явится более подходящим для численных операций. Чтобы облегчить рассмотрение этой задачи, в данном случае будет принят метод конформных отображений. Другой же метод будет использован в более трудной задаче переслаивающихся горизонтов (гл. VII, п. 9). Раньше, чем мы приступим к анализу, введем для удобства единицу длины, которая равняется двойной мощности песчаника h. Тогда переменные могут быть представлены следующими выражениями: г z Ь Вполне очевидно, что уравнение (1) не изменяется от этого преобразования. Хотя уравнение (1) представляет собой только зависимость двух независимых переменных (г, z), его нельзя рассматривать как уравнение Лапласа в двух измерениях, если только его нельзя преобразовать в основной вид уравнения (1), гл. IV, п. 1. Для примера можно сравнить уравнение (1) с (1), гл. IV, п. 2, которое является двухмерным уравнением Лапласа.

Часть II. Установившееся течение жидкостей Чтобы применить теперь метод конформных отображений, следует заметить сначала, что частным решением уравнения (1) является функция: = qda которая с физической стороны представляет собой элементарный источник жидкости1 с напряжением qda, расположенный вдоль оси w на расстоянии а от кровли песчаника. Возвращаясь к рассуждениям последней главы, где скважины в двухмерных задачах были заменены точечными источниками или стоками, расположенными в центре скважины,, видно, что в случае пространственной задачи вполне естественно распространить замену скважины размещением непрерывных источников или стоков вдоль оси скважины от кровли песчаника до крайней точки забоя скважины. В свете указанных представлений можно сделать попытку решить поставленную задачу интегрированием уравнения (4) относительно а в пределах от 0 до х, приняв q, имеющую функциональную зависимость от а так, что будут удовлетворяться граничные условия уравнения (2). Однако будет более удобным развивать решение этап за этапом, которые удовлетворят последовательным путем различные граничные условия. Сначала мы найдем решение, которое удовлетворяет первому из граничных условий уравнения (2), т. е. отсутствию течения жидкости через стратиграфические поверхности песчаника. Чтобы получить это решение, удобнее всего воспользоваться методом конформных отображений. Следуя процедуре, аналогичной той, что была приведена в гл. IV, п. 9, легко установить, что условие нулевого расхода через граничные плоскости (ц/ = 0, -тр) может быть удовлетворено суперпозицией бесконечного ряда элементов течения, размещенных в точках (0, ± л > ± а ) г где п изменяется от нуля до со (фиг. 79). Результирующий потенциал фронта этого течения является простой суммой потенциалов отдельных его элементов и отсюда равен величине:

со *[ { ^ + ( n+ w ) 2 } 1 / I n-w-fa) j 2 1/ ]\ 1) * (5) С физической точки зрения элемент скважины, дренирующей нлаоч соответствует скорее стоку, чем источнику. Однако мы сохраняем последнее понятие, потому *что при этом избегается повторное применение отрицательных значений коэфициектов плотности расхода д.

Глава V. Пространственные (трехмерные) задачи С формальной стороны первый этап задачи решен. Однако уравнение (5) в представленном виде совершенно непригодно для численной обработки. Поэтому его следует преобразовать в такой вид, который можно было использовать для интересующей нас области. Чтобы подсчитать величину с?Ф, как это дается уравнением (5), для небольших значений Q, Т. е. в области, близко расположенной к скважине, можно разложить каждый член в уравнении (5) в степенной ряд относительно д. После небольших преобразований найдем, что — a) — где у) — функция, определяемая членами функции Г из выражения1:

= -0, п n-*oo iifO т оо y+ m r и п+ Для больших значений Q, т. е. порядка 1, уравнение (6) сходится очень медленно. Однако установлено, что прямое решение уравнения Лапласа для системы, состоящей из комплекса отображений (0, i ^ i h a ) > особенно пригодно для этой цели. Оно дается выражением:

со Фиг. 79. Ряд конформных отображений для скважины с частичным вскрытием пласта.

йФ =а Aqda 12 V К о (2ня#) cos 2nnw cos 2nna + In —, (7) где /Со — функция Ганкеля нулевого порядка2- Так как эта функция для больших значений аргумента уменьшается экспоненциально, то одного или двух членов ряда в уравнении (7) достаточно для всех случаев и даже для значения д, достигающего 0,5 3. Ряды уравнений (6) и (7)* Whittaker and Watson, глава XII. Whitiaker and Watson, стр. 373. 3 Трудность суммирования этого ряда для малых значений Q заключается в том, что Ко становится логарифмической бесконечностью, по мере того как Q приближается к нулю.

2 Часть II. Установившееся течение жидкостей являются потенциальными функциями, показывающими эффект единичного элемента расхода qda в точке (0, а) и его отображений. Чтобы получить значение потенциала в зависимости от всей скважины или глубины Ъу необходимо распределить эти элементы вдоль всей длины скважины, т. е. уравнения (6) и (7) следует проинтегрировать по а от а = 0 до a=x^=bj2h.

Полагая, что напряжение источника постоянно вдоль всей скважины, можем выразить конечные результаты так: для малых значений Q (8) „для больших значений Q со Г 1 VI ф-s-Aq — V—KJ2rmo) cos 2rmw sin 2tmx+x\n—.

(9) Эти выводы слишком далеки от целевой установки получить решения, определяющие отсутствие течения через стратиграфические поверхности песчаника. Чтобы установить, являются ли полученные решения конечным ответом задачи, представленной уравнениями (1) и (2), необходимо подвергнуть их проверке и определить, удовлетворяют ли они последним граничным условиям уравнения (2). Рассматривая сначала требование постоянства Ф при r = rWy из уравнения (9) видно. что если это условие и не удовлетворяется полностью1, то изменением Ф в зависимости от w или г для Q ^ 1 можно пренебречь со всей безопасностью для всех практических целей. Это обстоятельство 2 связано с тем, что для Q^l, К0(2ппд) гораздо меньше, чем xln—<(за исключением специальных случаев ~ 2 ), так что может быть опущен из решения весь тригонометрический ряд. Остается посмотреть, удовлетворяют ли уравнения (8) и (9) конечному граничному условию, что Ф постоянно по всей поверхности забоя скважины, т. е. для Q — QW) W^X. Расчеты, основанные на решении уравнения (8), приводят к результатам, которые даются пунктирными кривыми на фиг. 80. Очевидно, это условие не удовлетворяется и необходимо видоизменить полученное решение. Действительно, небольСтрогое постоянство Ф на внешнем радиусе o = Qe конгура можно получить простым путем, заменяя в уравнениях (7) и (9) члены К0(2пщ) через К о (2ппд) — Ко (2ппде) 10 (2пщ)/10 где / 0 — бесселева функция 3-го рода нулевого порядка, которая в противоположность К о становится экспоненциально большой для больших значений аргументов и равняется единице для нулевого значения аргумента. Однако для практических целей добавленный член будет иметь маловажное численное значение.

Глава V. Пространственные (трехмерные) задачи шое рассуждение показывает, что, приняв постоянство плотности расхода q(a) при выводе уравнений (8) и (9), не следует ожидать, что принятое допущение даст точную картину рассматриваемой проблемы. Дело в том, что в дополнение к обычному распределению течения радиального характера, поступающего через каждую единицу длины вдоль всей поверхности забоя скважины, нижняя часть скважины получает большую часть своего дебита из песчаника, не вскрытого скважиной. Этот дополнительный расход будет не просто поступать в конечную точку забоя скважины, но будет распределяться вдоль нижней части последнего, разумеется, с большей концентрацией в направлении фактической ее оконечности. С этой точки зрения исправление недостатка в постоянстве распределения потенциала по поверхности забоя скважины, повидимому, заключается в том, чтобы отбросить допущение постоянства плотности расхода q(a) и выбрать такое распределение его, чтобы потенциал скважины был \л постоянным. Однако точный подбор величины qa влечет за Ф и г < 8 0 ' Распределение потенциала на пособой аналитические трудно- верхности забоя скважины ( ^ ^ 0,001), сти для скважин с конечным как функция глубины w, после выравнивания распределения плотности расхода: радиусом. Когда же радиус х — (глубина вскрытия) / (2 х мощность песчаскважины становится исчеза- ника);

пунктирные кривые дают неотрегулированное распределение. юще малым, можно показать, что в целом q (а) будет пропорционально потенциалу скважины в а, за исключением оконечности последней, где величина qa должна быть удвоена. Для скважины с конечным радиусом можно определить qa, разбивая его на отдельные прерывные элементы и выравнивая их напряжения, пока не будет установлено, что потенциал на поверхности забоя скважины стал постоянным в пределах желаемой высокой точности. Сплошные кривые на фиг. 80 показывают результаты такого выравнивания. Конечные потенциалы в этом случае имеют максимальные отклонения от среднего значения—2%. Пунктирные кривые представляют невыравненные потенциалы, т. е. для распределения с постоянной плотностью потока. Требуемые плотности расхода для этого выравнивания резко возрастают (на 45%) по мере приближения к оконечности скважины, и избыток жидкости, поступающий 8 фактические забои скважин, может быть представлен точечными источниками, помещенными в центре забоев. На фиг. 81 показано результативное распределение потенциала в песчанике для скважины, вскрывшей пласт на 50%, и радиусом, равным 1/500 мощности песчаника. Характер концентрированного падения потенциала у скважины показан значениями R, которые выражают собой часть суммарного падения потенциала в пласте песчаника. Сравнивая эти величины с соот Часть П. Установившееся течение жидкостей ветствующими параметрами для строго радиального ными на фиг. 81 пунктиром для эквипотенциальных значений /?', становится очевидной их более резкое вершенной скважины. Однако следует заметить, что течения, показанлиний и дробных сгущение для несоэквипотенциальные О 0, 0,2 п* 0, 0,6 0, 0, 0, р Фиг. 81. Распределение потенциала относительно скважины с радиусом 0,075 м и 50% вскрытием 37,5 м песчаника:

R — доля общего падения потенциала в подземном резервуаре радиусом 152,5 м. Пунктирные кривые и R' соответствуют системе строго радиального течения и совершенной скважине. Единица замеренного расстояния — 2 х мощность песчаника.

линии для случая частичного вскрытия пласта быстро заменяются на радиальный тип, и их с трудом можно отличить от соответствующих параметров радиального течения на расстоянии от скважины, не превышающем двойной мощности песчаника1. Повидимому, с глубиной V/ вскрытия последнего этот переход на радиальный характер станет еще более резким. На фиг. 82 приводится соответствующая система эквипотенциальных />иний для другого крайнего случая, когда скважина только вскрывает кровлю песчаника, т. е. когда в выше рас0,5 од 0,7 р смотренных уравнениях х—Qw Фиг. 82. Распределение потенциала у «не- С л е д У е т заметить, что в этом совершенной» скважины. случае эквипотенциальные линии, как и следует ожидать, очень близки к сферической форме вблизи скважины. С отступлением на некоторое расстояние от скважины эквипотенциальные линии снова, как и раньше, выполаживаются и принимают радиальный характер. Конечно» это происходит не так резко, как в том случае, когда скважины фактически вскрывают песчаник на значительную часть его мощности.

Это обстоятельство служит подтверждением вышеупомянутого замечания* что решение, которое дается уравнением (9), автоматически удовлетворяет последнему условию уравнения (2). Вместе с тем нами не было сделано вполне1 определенной попытки выразить это положение точным образом.

Глава V. Пространственные (трехмерные) задачи 4. Текущие дебиты несовершенных скважин. В последнем разделе был рассмотрен характер распределения потенциала у скважин, вскрывших пласт песчаника неполностью. Эта характеристика, являющаяся качественной, важна для правильн го представления о механизме течения в несовершенной скважине. Однако на практике обычно сталкиваются с вопросом количественного определения эксплоатационных дебитов, которые можно ожидать в таких системах. Для решения этой задачи применим методику анализа последнего раздела. На первоначальном этапе рассмотрения текущих дебитов явится полезным обосновать более тщательно интерпретацию плотности расхода q, входящей в уравнения последнего раздела. Это устанавливается непосредственным подсчетом фактического расхода несовершенной скважины при постоянстве значения величины q. Так, используя уравнение (9), гл. V, п. 3, и беря определения для о и w из (3), гл. V, п. 3, получаем в ;

езультате:

V Q= — 4nh I Q у dw =s 8nhqx = Anqb, (1) о ибо члены ряда в уравнении (9), гл. V, п. 3, обращаются при интегрировании в нуль. Отсюда видно, что величина q равна 1j47t реального потока в скважину на единицу длины обнаженной части ее продуктивного горизонта1. Для того чтобы получить постоянство потенциала на поверхности забоя скважины, необходимо принять плотность расхода q за переменную и получить его приближенное значение суперпозицией отдельных элементов течения, имеющих напряжения qmi развитых до глубин 2 хт\ Для этого случая Q будет, очевидно, определяться выражением:

гХт, (2) так как величина потенциала дается суммированием членов, например, уравнения (9), гл. V, п. 3. Для расстояний от скважины порядка величины мощности пласта песчаника или более того можно, как уже было отмечено, с достаточно близкой степенью приближения опустить весь ряд в уравнении (9) гл. V, п. 3, и переписать его, приняв q за положительную величину, например: Q ' Для случая суперпозиции элементов течения потенциал для Q^ I можно написать, на основании уравнения (2), так:

*-- 2^ " х 1п т --Уй- т- • = 1п (3) Было принято изменение знака q в уравнении (9), гл. V, п. 3, для того, чтобы сделать забой скважины поверхностью стока песчаника. 2 Согласно этому представлению сначала помещают участок максимальной плотности расхода, распространяющийся до забоя скважины {*т—х), а затем последовательно накладывают более короткие элементы с противоположными плотностями тока, пока не будет получено распределение потенциала, характера, указанного на фиг. 80.

Часть II. Установившееся течение жидкостей Обозначая совершенно точно потенциал на поверхности забоя скважины через Ф^, имеем между скважиной и величиной Q разницу в фу которая составляет ~ 1, определяемую следующим выражением:

1п ) Наконец, установив, что ДФ относится ко всей величине перепада суммарного потенциала между скважиной радиусом QW И внешним контуром пласта песчаника радиусом де, возвращаясь к первоначальным единицам длины и обозначая мощность песчаника через h получаем величину текущего дебита в единицу времени из следующего выражения:

4 JJ чтmxт Xqm Чтобы использовать эту формулу, необходимо в дополнение к заранее принятым физическим константам rWi ге и h знать величины 0W и V qmxm. Это требует, как уже было замечено в предыдущем разделе, эмпирического выравнивания элементов тока, а этот процесс является весьма трудоемким. Тем не менее эта операция была проделана для двух случаев, где QW= 1/600 и „, = 1/1000, т. е. для песчаника мощностью 22,5 и 37,5 м и радиусе скважины 7,5 см. Положив в осн о в у эти параметры, было установлено, что получающееся в результате этого приближенное решение даст значения с точностью до 0,5%. Таким образом, можно принять плотность тока на забое скважины постоянной и тогда взять потенциал (pw как „среднеэффективную 3 величину", во что он и обращается на расстоянии / 4 интервала от кровли песчаника до забоя скважины. Чтобы получить приближенную формулу, можно заменить в уравнении (5) член ^ ЦщХт через qx и Ф ш значением Ф из уравнения (8), 3 2 гл. V, п. 3, при w = / 4 х. Опуская члены порядка о, находим, что ! 2 1п — Л rw - In П0,875/Г)Г(0,125/Г) \ _ ^ 4ft Г(1-0,875Л)Г(1-0Л25Л) J Можно сравнить это выражение с соответствующим выводом для строго радиального течения, который согласно уравнению (11), гл, IV., п. 2, тождественен выражению:

Козени (Wasserkraft u. Wasserwirtschaft, 28,101) нашел, что результативные расходы, нанесенные на фиг. 83, могут быть получены из еще более простей формулы:

+ 7 I / —=- cos -~ Глава V. Пространственные (трехмерные) задачи где h — глубина вскрытия пласта скважиной, выраженная в долях мощности песчаника h\ к—проницаемость песчаника;

^ — вязкость жидкости. На фиг. 83 дается зависимость Q от процентной глубины вскрытия песчаника забоем скважины (100 h) для песчаников различной мощности;

re/rw принимается равным 2000, а кЛр//л принимается за единицу. Сплошные кривые для мощности песчаника при h = 22,5 и 37,5 м были подсчитаны по методу, который включает в себя уравнение (5). Крестики на кривых соответствуют значениям, подсчитанным по уравнению (6). Отсюда является вполне очевидным, что уравнение (6) представляет собой приближение, которое вполне удовлетворяет всем практическим целям. Остальные кривые на фиг. 83 были подсчитаны по уравнению (6). Прямые линии на фиг. 83 показывают текущие дебиты, которые были бы получены, если бы течение в скважинах Фиг. 83. Зависимость эксплоатационной производительности скважин с частичным вскрытием пласта от величины вскрытия последнего.

Прямые линии показывают эксплоатационную производительность, если поток строго радиален. Крестики дают значения, подсчитанные согласно уравнениям (6), гл. V, п. 4. Непрерывные кривые были подсчитаны из непосредственной аналитической процедуры для мощности песчаника 22,5 и 37,5 м. Общее na-i дение потенциала принимается за единицу (разность давления —1 am, если к 1/л = 1);

радиус скважины — 0,075 м;

радиус внешнего контура— 152,5 м.

20 30 40 50 60 70 Вскрытие пласта мощность песчаника 7 — мощность песчаника 60 ли;

2 — мощность песчаника 37,5 м;

3 22,5 м;

4 — мощность песчаника 15,0 м.

с частичным вскрытием пласта было строго радиальным. Отсюда видно, что по мере уменьшения величины вскрытия превышение фактического эксплоатационного дебита над соответствующей величиной для строго радиального течения непрерывно возрастает, пока при величине вскрытия около 2 0 % это превышение может превзойти на 5 0 % соответствуюдцую величину для строго радиального течения. Поэтому приближение к строго радиальному течению приводит к большим ошибкам. Эти выводы указывают также, что нельзя рассматривать реальную систему как эквивалентную простой суперпозиции собственно радиального течения в скважину и полусферического течения в ее нижнюю оконечность, ибо доля последнего в общем расходе составляет величину порядка 2 или 3 % от расхода при радиальном течении. На фиг. 84 эти выводы представлены в несколько отличном виде. Здесь текущие дебиты нанесены в зависимости от мощности песчаника Для различных глубин вскрытия и для двух скважин с различными радиусами. Интересно заметить, что для песчаников, мощность которых превышает 15 м, изменение текущего дебита в зависимости от мощности песчаника имеет почти точную линейную зависимость даже для несо Часть II. Установившееся течение жидкостей вершенных скважин. Это обстоятельство делает возможным экстраполяцию и интерполяцию полученных кривых со значительной степенью точности. Рассматривая в основном те же самые выводы, но совершенно с иной точки зрения, на фиг. 85 были нанесены текущие дебиты в зависимости от мощности песчаника для различных зафиксированных значений действительной глубины вскрытия песчаника в метрах. Эти кривые непосредст12 18 24- 30 3S 42 4-8 54 60 венно показывают эфМощность песчаника 6'м фект от дополнительной Фиг. 84. Зависимость эксплоатационной произво- мощности песчанька под дительности скважин с частичным вскрытием плас- забоем скважины. В частта от мощности песчаника. ности, можно заметить, Общее падение потенциала принимается за единицу;

что, за исключением перrw _ радиус скважины;

радиус внешнего контура — 152,5 м. вых нескольких метров песчаника под забоем 1 - вскрытие пласта (1 0 0%) } J» = 0,075 *м\ скважины, дополнитель2 - вскрытие пласта (75 % ) } ные слои песчаника дают 3- вскрытие пласта (50%) } последовательно умень 4 -вскрытие пласта (25%) j шающиеся нарастания дебита скважины. Так, для 5 - вскрытие пласта (10%) } = 8',ОТ5 скважины с глубиной вскрытия 7,5 М повыше0,30 ние мощности песчаника ом от 37,5 до 60 м увеличит текущий дебит менее чем на 2 %, в то время Ш% од как первые 22,5 ж, считая от забоя скважины от (7,5 до 30 м), увеличио вают текущий дебит на 6 12 18 24- SO 36 42 48 S4 60 45,6%. Мощность песчаника 8м Что же касается измеФиг. 85. Зависимость эксплоатационной произво- нения текущих дебитов в дительности скважин с частичным вскрытием пласзависимости от радиуса та и фиксированной величиной вскрытия, как функции от мощности песчаника. Общее падение скважины, то кривые на потенциала принимается за единицу;

радиус сква- фиг. 84 показывают, что жины — 0,075 м;

радиус внешнего контура — для больших величин 152,5 м. вскрытия пласта текущие 1 — вскрытие пласта 30 м;

2 — вскрытие пласта 22,5 м;

3 — вскрытие пласта 15,0 м;

4 — вскрытие пласта 7,5 м. дебиты изменяются логарифмически с радиусом скважины (как это имеет место в случае радиального течения), а затем увеличивают свой диапазон колебаний с уменьшением величины вскрытия пласта, пока в пределе, для случая несовершенной скважины, текущие Глава V. Пространственные (трехмерные) задачи дебиты не начинают изменяться пропорционально изменению радиуса скважины, как это мы имеем в случае сферического течения [уравнение (11), гл. V, п. 2 ]. 5. Несовершенные скважины в анизотропных песчаниках. При рассмотрении главы V, пп. 3 и 4 было принято важное допущение, что пласт песчаника вполне изотропен. Однако случается часто, что проницаемость в направлении, перпендикулярном плоскости напластования, значительно меньше по сравнению с аналогичной величиной в направлении, параллельном плоскости напластования1. Поэтому представляет интерес посмотреть, какое влияние оказывает анизотропность на текущий дебит скважины, вскрывшей только частично пласт песчаника. С общей качественной стороны, когда проницаемость по вертикали меньше величины проницаемости по горизонтали, влияние анизотропности в основном будет выражаться в уменьшении вертикальных скоростей в системе так, что характер течения станет более близким к радиальному. Таким образом, доля текущего дебита скважины, обязанная той части песчаника, которая фактически не вскрыта забоем скважины, уменьшится, а вместе с ней уменьшится и суммарный текущий дебит. Так как эта доля по мере возрастания величины вскрытия пласта скважиной равномерно уменьшается, то влияние анизотропного характера песчаника должно возрастать от исчезающе малого значения для совершенной скважины до максимума в скважинах, только вскрывших кровлю песчаника. На первом этапе представляется удобным отделить проницаемость к от потенциальной функции Ф и принять вместо нее упрощенную функцию:

(gz) О) Аналитически эта задача может быть решена методом, рассмотренным в гл. IV, п. 15. Так, принимая для удобства величину проницаемости параллельно плоскости напластования за единицу и перпендикулярно к ней (параллельно оси z, так как здесь принято допущение о горизонтальном залегании слоев песчаника), обозначив через kz, можем написать следующее диференциальное уравнение для q) в цилиндрических координатах:

Теперь это уравнение может быть приведено к виду, одинаковому с выражением для изотропной среды, производя любое изменение переменных: г= !"—••:

z — z': или г = г': г = z' Vkz.

(3) См. гл. II, п. 12, где было показано, что обратное положение, когда проницаемость в направлении, перпендикулярном плоскостям напластования, превышает соответствующую величину в параллельном направлении, может встретиться также довольно часто, но здесь будет рассмотрен и математически обработан наиболее распространенный общий случай. Приведенный анализ тем не менее можно приложить к обоим типам течений.

Часть II. Установившееся течение жидкостей В том и другом случае уравнение (2) принимает вид:

г' дг ' \ to' П №г " Вводя снова безразмерные переменные:

Q "W* w ^~ж (5) ясно, что граничные условия, которые следует принять [для уравнения (4), будут (фиг. 86):

' = О, 9? = const: (p = Const:

Qe ' = VrkzQw:

v• t T i (6) ^—J^ Фиг. 86. Скважина с частичным вскрытием пласта в анизотропном песчанике.

Отсюда следует, что распределение потенциала, представленное членами, содержащими переменные (w\ >'), соответствует аналогичной величине в изотропном песчанике, с тем же самым частичным вскрытием пласта скважиной и радиусами скважины и внешнего контура, равными соответствующим величинам в действительной физической задаче, увеличенным Тогда падение потенциала между скважиной и внешним контуром выразится следующим уравнением. А<р = <Ре (V kz Qe, X)—

(7) Член щем разделе. Отсюда принимаем единицу плотности расхода вдоль забоя скважины* , можем переписать его для случая w==0 следующим образом: <Ре (У к Qe, X) = оо — л JL Qe) Sin 2ППХ +. (9) Глава V. Пространственные (трехмерные) задачи Необходимо заметить, что в главе V, пп. 3 и 4 этот ряд, применяя уравнение (9), гл. V, п. 3, опускался вследствие весьма резкого уменьшения Ко с возрастанием аргумента, но когда kz настолько мало, что У~кг де заметно меньше 1, следует принимать в расчет, по крайней мере, первые несколько членов этого ряда. Когда же kz приближается к нулю, то, как и следует этого в действительности ожидать, приходится брать в расчет столько членов этого ряда, что становится более удобным применять для нахождения сре такой вид уравнения (8): A(p(kz~O) = 2 In QeJQw. Установив по существу значение А(р, следует найти выражение для текущего дебита Q, которому соответствует Aq). Применяя уравнение (1), гл. V, п. 4, к (9), находим, что п Q = 2rc f dz = (10) о Теперь можно подсчитать количество Q[hA

— текущий дебит на единицу разности давления и на единицу мощности песчаника. Общая мощфиг. 87 влияние изменения ность песчаника 37,5 м;

радиус скважины — 0,075 м;

проницаемости в вертикаль- радиус внешнего контура — 152,5 м. Горизонтальная непроницамость — 1, вязкость жидкости — 1. ном направлении может ка1 — величина вскрытия — 100%;

2 — величина ' заться не столь большим. вскрытия — 80%;

3 — величина вскрытия — 4 — величина вскоытия — 40%;

5 — величина Однако график зависимости отношения текущих дебитов, о (к = 1) = т. е, с глубиной вскрытия песчаника, как это дается на i ЛГкС/ фиг. 88, показывает, что, особенно для малых величин вскрытия, дополнение к расходу, обязанное вертикальному течению, достигает значительной величины. Так, для глубины вскрытия 2 0 % строго радиальное течение повышается на 50%, принимая вертикальную проницаемость равной проницаемости в горизонтальном направлении, а для 10% вскрытия это увеличение достигает более чем 7 5 %. Следует заметить, что возрастание дебита Q, обязанное проницаемости в вертикальном направлении, не является простой зависимостью Часть II. Установившееся течение жидкостей от kz. Если бы это было действительно так, то кривые на фиг. 87 были бы представлены прямыми линиями, соединяющими точки /сг=г0 и kz— 1. В действительности возрастание в зависимости от кг устанавливается довольно быстро даже при малых значениях последнего и медленно изменяется для значений kz > 0,1. Практическое значение 2,2 этого вывода заключается в том, что он показывает, поскольку кг не 18 V является чрезвычайно малой величиной, его не следует определять —— -—-Мм. КО с большой точностью, хотя в то же О 20 40 60 80 /Ой самое время эта проницаемость дает Величина вскрытая пластаскваЖаиой в % возможность установить истинную величину расхода, поступающего Фиг. 88. Отношение эксплоатационв ной производительности скважин с скважину. частичным вскрытием пласта к соотС другой стороны, пока кг не советствующей производительности для ставит значительной доли горизонсистем строго радиального потока: приведентадьной проницаеМости, аЯ ный анализ указывает, что анизотЛлТн°ос?ь ;

^T^l VI \ помент от Q;

мощность песчаника—37,5 м, радиус скважины — 0,075 м, радиус внешнего контура — 152,5 м.

рОПНОСТЬ ПеСЧаНИКа МОЖеТ обуСЛО вить значительное уменьшение теку-. щего дебита, который поступает в несовершенную скважину, вскрывшую анизотропный песчаник, и потому во всех случаях, где это возможно, следует принимать в расчет этот фактор. 6. Заключение. Довольно часто бывает, что скважины, которые бурятся на жидкость, содержащуюся в песчаниках, не вскрывают их полностью. Так, недобуривание всей толщи продуктивного горизонта может явиться, например, для артезианских скважин, следствием недостаточного предварительного знакомства с фактической мощностью продуктивного пласта песчаника. В последующем это может быть установлено по разрезам соседних буровых. При бурении нефтяных скважин это недобуривание может явиться результатом желания избежать вскрытия пластовых вод, которые залегают или могут залегать в подошве нефтяного песчаника. Трудности, возникающие с проникновением воды в забой нефтяной скважины, часто бывают настолько серьезны, что обычно при подозрении на подошвенную воду на практике прекращают бурение раньше, чем будет вскрыта нижняя вода. Если же подошвенная вода была по ошибке вскрыта, то обычно заливают забой цементом, если это только представляется возможным. В том случае, когда скважина не вскрыла полностью всей мощности продуктивного песчаника, течение не будет радиальным, как в том случае, когда вскрытие пласта произведено полностью, что рассматривалось уже в предыдущем разделе. В рассматриваемом случае в дополнение к жидкости, залегающей в песчанике против вскрытого забоя скважины, к последней будет также двигаться жидкость, залегающая в пласте песчаника ниже забоя. Вполне очевидно, чтобы достичь забоя скважины, эта жидкость должна двигаться в вертикальном направлении, а также радиально. При этом течение становится трехразмерным, так как комплексное представление Глава V. Пространственные (трехмерные) задачи о динамике такого течения требует по необходимости введения в рассмотрение горизонтальной и вертикальной скоростей. Методы решения трехразмерных задач почти аналогичны тем, что были приняты в предыдущем разделе при рассмотрении систем плоского течения. Начнем только с более общего трехразмерного вида уравнения Лапласа [уравнения (1) и (2), гл. V, пп. 1 и 2 ]. Вполне возможно, что наиболее простой из задач такого рода является задача о сферическом течении—точном аналоге строго радиального течения в плоской системе. С физической стороны эта задача соответствует скважине, только вскрывшей пласт песчаника значительной мощности, обладающего постоянством характеристики. Сам забой скважины представляет собой полусферическую поверхность с радиусом, равным радиусу скважины1. Эквипотенциальные поверхности системы представлены полусферами, концентричными.поверхности забоя скважины, а линии тока представлены радиусами, направленными к центру последнего. Потенциал [уравнение (1), гл. V, п. 1] изменяется обратно радиальному расстоянию {уравнение (6), гл. V, п. 2] от центра скважины, и потому градиенты гораздо круче у скважины по сравнению со случаем радиального течения. Скорость изменяется обратно пропорционально квадрату радиального расстояния [уравнение (7), гл. V, п. 2], что также создает более резкое уменьшение величины ее, чем при радиальном течении. Эта высокая крутизна градиентов давления вблизи скважины и их почти исчезающе малое значение на более значительных расстояниях приводят к выводу, что эксплоатационная производительность таких сферических течений практически не зависит от радиуса внешнего контура, где приложен высокий потенциал. С другой стороны, эта производительность чувствительна к радиусу скважины, будучи фактически пропорциональна его величине [уравнение (11), гл. V, п. 2]. По своей абсолютной величине скважина, работающая при сферическом течении, имеет гораздо меньшую производительность, чем скважина, полностью вскрывшая пласт песчаника и потому работающая при плоском течении. Это отношение для пласта мощностью 15 м и при радиусе скважины 0,075 м составляет 1:26 [уравнение (13), гл. V, п. 2]. В задачах с более практическим уклоном, где пласт песчаника имеет конечную мощность и частично вскрыт скважиной, анализ становится значительно более сложным. В этом случае необходимо дать такое распределение потенциала, которое не создает течения в кровле и подошве песчаника, т. е. соответствует случаю, когда пласт песчаника залегает между водонепроницаемыми глинами, и потенциал имеет постоянное значение на поверхности забоя скважины. Чтобы удовлетворить первому требованию, удобно приложить метод конформных отображений, уже рассмотренный в главе IV, и последовательно отобразить поверхность забоя скважины на верхнюю и нижнюю плоскости песчаника, создавая в конечном итоге бесконечный ряд таких отображений. Более затруднительно, чтобы потенциальная функция приняла постоянное значение по всей поверхности забоя скважины. При Когда такие скважины проводятся на водосодержащие обычно называются скважинами с открытым забоем.

песчаники, они Часть II. Установившееся течение жидкостей аналитическом решении задачи начинают с потенциала, связанного с элементом расхода, помещенным в некоторой точке по оси скважины. Тогда реальная задача будет заключаться в нахождении такого распределения элементов расхода вдоль оси скважины, чтобы потенциал на поверхности скважины сохранял свое постоянство. Когда скважина полностью вскрывает пласт песчаника, очевидно разные количества жидкости поступают через каждую единицу глубины вдоль поверхности забоя скважины. Когда же вскрытие пласта скважиной несовершенно, ясно, что жидкость, поступающая из отдельных частей песчаника, залегающих ниже забоя скважины, будет большей частью концентрироваться вблизи последнего, создавая, таким образом, увеличение плотности расхода жидкости, поступающей на поверхность скважины по мере приближения ее к забою.

Установив распределение расхода, которое дает постоянство потенциала на поверхности забоя скважины, мы по существу разрешили задачу. При этом возможно не только дать распределение потенциала в пласте песчаника, но и найти немедленно же соотношение между текущими дебитами и падением потенциала в пласте. Как уже было показано, плотность расхода жидкости на поверхности скважины неуклонна возрастает по мере достижения забоя скважины благодаря тому, что в нижнюю часть поверхности скважины поступает жидкость из той части песчаника, что залегает ниже глубины вскрытия. Тогда полная сумма этих плотностей тока на поверхности даст суммарную эксплоатационную производительность. Суммируя также доли потенциала, зависящие от этих отдельных элементов расхода, получаем результативное распределение потенциала. Наиболее характерной особенностью этого распределения является то обстоятельство, что оно принимает почти полный радиальный характер по мере того, как отступает от скважины на расстояние порядка двойной мощности песчаника и в действительности изменяется логарифмически на радиальной дистанции [уравнение (9), гл. V, п. 3]. Однако вблизи поверхности скважины эквипотенциальные поверхности близко следуют контуру скважины, будучи приближенно сферичными для несовершенной скважины (см. фиг. 82) и цилиндрическими для частично совершенных скважин (см. фиг. 81). Практический интерес представляют собой величины текущих дебитов, которые соответствуют распределению давления. Анализ показывает, что суммарная эксплоатационная производительность скважины, вскрывшей частично пласт песчаника определенной мощности, возрастает более резко, чем глубина вскрытия (для малых значений вскрытия), но более замедленно по мере того, как глубина вскрытия достигает 100% (см. фиг. 83). Объяснение этого явления опять находится в рассмотрении нерадиального течения, которое поступает в скважину, из той части песчаника, что залегает ниже глубины вскрытия. Когда глубина вскрытия мала, величина нерадиального течения будет увеличиваться с глубиной вскрытия благодаря тому, что будет открываться все большая поверхность песчаника, в которую может поступать нерадиальное течение. Так > как часть течения, соответствующая строго радиальному, будет возрастать пропорционально глубине вскрытия, суммарный дебит будет резко увеличиваться. Однако по мере того, Глава V. Пространственные (трехмерные) задачи как глубина вскрытия достигает известной точки, мощность невскрытой части песчаника, откуда поступает нерадиальный поток, уменьшается. Это обстоятельство уравновешивает влияние увеличивающейся при бурении поверхности забоя скважины, в результате чего изменение в суммарном расходе становится менее резким по сравнению с величиной дальнейшего вскрытия. Что же касается величины нерадиальной части в величине расхода это сравнению со строго радиальным течением, установлено, что она неуклонно возрастает от исчезающе малых значений при 100%-ном вскрытии пласта, когда течение полностью радиальное, до величины 5 0 % от радиального течения при 20%-ном вскрытии и, наконец, превышает долю радиального теч ния при величине вскрытия пласта 6 % и менее. Косвенно это указывает на то, что действительное течение частично совершенной скважины не может быть даже грубо приближепо к непосредственной суперпозиции радиального течения в самой скважине и полусферического течения на ее оконечности. Рассматривая влияние мощности песчаника на эксплоатационную производительность скважины при данном частичном вскрытии пласта, из анализа видно, что для мощности песчаника более чем 15 м изменение эксплоатационной производительности в зависимости от мощности песчаника почти полностью линейно. Наклоны кривых возрастают с величиной частичного вскрытия пласта скважиной (см. фиг. 84). При небольшой мощности эксплоатационная производительность скважины возрастает в зависимости от мощности песчаника несколько быстрее, хотя этот эффект заметен только для более мелких глубин вскрытия. Как и следует ожидать, изменение в величине эксплоатационной производительности в частично совершенной скважине в зависимости от радиуса скважины занимает промежуточное положение между изменениями для случая строго сферического течения и строго радиального течения. Это означает, что для больших глубин вскрытия течение приближается к радиальному и эксплоатационная производительность изменяется логарифмически в зависимости от радиуса скважины. Однако степень этого изменения возрастает с уменьшением глубины вскрытия, пока в пределе для несовершенной скважины, что соответствует сферическому течению, эксплоатационные производительности изменяются пропорционально радиусу скважины. Видоизменением только что выведенной задачи эксплоатации несовершенных скважин, имеющей значительный практический интерес, является такая задача, где принимается в расчет влияние анизотропности песчаника на его проницаемость. Когда становится заметным, что большая часть замеров проницаемости единичных образцов сцементированных песков, произведенных параллельно и перпендикулярно плоскостям напластования, показывает значительное отклонение в величине обеих проницаемостей, явление анизотропности приобретает более чем академический интерес. К счастью, аналитическое решение проблемы анизотропного песчаника может быть достигнуто на основе задачи о несовершенных скважинах, производя только небольшие формальные изменения в анализе, разработанном для решения той же задачи, но в изотропной пористой среде. С этой целью является весьма удобным принять проницаемость параллельно плоскости напластования за единицу, а проницаемость пер Часть II. Установившееся течение жидкостей пендикулярно плоскости напластования обозначить через kZi так что фактически kz представляет собой отношение обеих проницаемостей» Тогда оказывается, что, умножая радиальные координаты на множитель. }/" к2 или же вертикальные координаты на множитель 1/]/" kZi можно простым приемом получить в новых координатах уравнения, которые будут совершенно те же, что и для изотропного песчаника [уравнение (4), гл. V, п. 4]. Более того, физическое соответствие преобразованной системы одинаково для несовершенной скважины в изотропном песчанике с той же самой частичной глубиной вскрытия, что и для анизотропного песчаника. Эффективность скважины (где численное значение радиусов разделено на двойную мощность песчаника) и внешниерадиусы будут те же, что и в действительной системе, но умноженные на величину "j/ кг [уравнение (6), гл. V, п. 5]. Сделав эти изменения в числовых значениях рассматриваемых физических размеров системы, можно проделать весь анализ, не принимая более в расчет физическую анизотропность системы, т. е. тем же самым аналитическим методом, что был применен для изотропных песчаников. Как можно предвидеть заранее, влияние анизотропности на эксплоатационные производительности более характерно для скважин с небольшой глубиной вскрытия. Кроме того, эти производительности беспрерывно возрастают с увеличением вертикальной проницаемости кг> от значения kz — 0, соответствующего строго радиальному течению, до значения kz--\, соответствующего изотропному песчанику (см. фиг. 87). Это возрастание не имеет линейного характера, но более резко проявляет себя при малых значениях kz. Отсюда получается вывод, что в тех случаях, где kz не отличается сильно от 1, анизотропность, за исключением малых величин вскрытия пласта, не будет иметь особенного значения. С другой стороны, там, где kz<0,\ и где глубины вскрытия не превышают 20%, текущий дебит с анизотропного песчаника будет меньше 8 0 % соответствующей величины для скважины с изотропного песчаника. Если проницаемость по вертикали примет исчезающе малое значение, то эксплоатационная производительность для скважины с глубиной вскрытия 20% упадет до 6 5 % соответствующего дебита изотропного песчаника, а при 5 % вскрытия пласта — менее чем на 4 7 % эксплоатационной производительности скважины с изотропного песчаника. Следующая интересная задача, возникающая в связи с изучением несовершенных скважин, относится к тому случаю, когда продуктивный горизонт скорее слоист, чем сложен единой однородной массой. Хотя при этом течение также имеет трехразмерную характеристику, но влияние неоднородности песчаника требует несколько отличного аналитического метода. Поэтому рассмотрение такой проблемы будет отнесено к главе VII, где будет развита общая методика решения таких систем с неоднородной проницаемостью. В той же главе будет рассмотрена трехразмерная задача о скважине с песчаной пробкой в лайнере, ибо этот случай также включает рассмотрение участков с различной проницаемостью в единой, соединяющейся между собой пористой среде1. Толке дает несколько похожий метод анализа при рассмотрении своего способа определения проницаемости сцементированной пористой среды, на основании экспериментов с нелинейным течением. Однако в связи с тем, что его Глава V. Пространственные (трехмерные) задачи Последняя трехразмерная задача течения, имеющая практическое значение, которая будет рассмотрена в настоящей работе, относится к водяному конусу. В этом случае, однако, течение включает в себя две однородные жидкости и потому потребуется снова дать метод решения, отличный от тех методов, которые применяются для систем, несущих только одну однородную жидкость. Поэтому рассмотрение этого вопроса также переносится в последующий раздел (глава VIII), который будет полностью посвящен анализу задач этого типа.

метод вряд ли найдет широкое применение при фактических измерениях проницаемости;

теория Толке здесь не приводится.

Глава шестая ГРАВИТАЦИОННОЕ ТЕЧЕНИЕ 1. Введение. В предыдущих разделах было показано, что в общем виде можно учесть формально влияние силы тяжести для трехразмерного течения, а также для плоского течения с движением жидкостей в вертикальной плоскости введением в уравнение неразрывности потенциала скорости:

(P±) (1) где знаки ^ соответствуют положительному и отрицательному направлению вертикальной координаты + г. Этот способ приводит непосредственно к уравнению Лапласа для Ф, !72Ф = 0, (2) которое можно взять за основу при изучении в отдельных деталях всех трехразмерных течений жидкости при установившемся движении. Эта формулировка уже была принята в предыдущей главе, где были получены решения для некоторых практических трехразмерных задач. Строго говоря, та же самая формулировка является вполне достаточной, чтобы дать описание всем возможным типам установившегося течения несжимаемой жидкости в однородной среде, когда следует учитывать влияние силы тяжести. Однако, как это было уже указано предшествующими рассуждениями, каждый отдельный метод, применяемый для решения данной проблемы, зависит в значительной степени от природы границ, ограничивающих жидкость, а также от условий, которые были приняты для этих контуров. Тот класс задач, который будет нами рассматриваться в настоящей главе, характеризуется тем обстоятельством, что часть контура, ограничивающего жидкость, является „свободной поверхностью", Как и подразумевает собой этот термин, свободная поверхность явля-ется поверхностью жидкости, находящейся скорее в состоянии равнове^ сия с атмосферой, чем с жесткой водопроницаемой гранью. Рассматри^ вая эту поверхность со строго гидродинамической стороны, ее можно определить как линию тока, вдоль которой давление будет постоянным. Практическое значение систем, контуры которых обладают свободной поверхностью, заключается в том, что каждое течение, в котором сила тяжести является основной движущей силой, дает образование свобод* Глава VI. Гравитационное течение ной поверхности. Так, вода, утекающая через плотину к более низкому уровню, обладает свободной поверхностью, заключенной внутри плотины. Соответственно этому вода, просачивающаяся из ирригационной канавы, обладает свободной поверхностью в почве, окружающей эту канаву. Наконец, вода в песчанике, который питает насосную скважину, где уровень жидкости поддерживается ниже кровли пласта песчаника, движется со свободной поверхностью, находящейся в состоянии равновесия с величиной постоянного давления, воздействующего на объем жидкости в песчанике и равного значению давления над уровнем жидкости в стволе скважины. Допустим, что песчаник, несущий воду в артезианскую скважину, покрыт водонепроницаемым слоем. Тогда, становится ясным, что если уровень воды в скважине поднимется до значения, равного высоте залегания песчаника, течение прекратится, если только не будет приаожен напор внешнего давления на питающий контур системы. В последнем случае свободная поверхность будет отсутствовать, и течение может быть описано методами, которые рассматриваются в предыдущих и последующих разделах. Однако в том случае, когда присутствует свободная поверхность, математические трудности, заключенные в решении этой проблемы, сейчас же становятся столь значительными, что практически являются непреодолимыми препятствиями для решения трехразмерной системы, Причина этого обстоятельства лежит в том, что контуры системы не являют собой более простой геометрической формы, фактически истинная форма свободной поверхности неизвестна. Вернее всего форму последней следует определить одновременно с распределением давления внутри системы. Мы уверены, что в действительности возможно решить такую задачу аналитическим путем, на основании двойного условия, чтобы свободная поверхность была линией тока и поверхностью постоянного давления. Однако, к сожалению, мы не обладаем соответствующими аналитическими средствами, которые были бы достаточно сильными, чтобы найти точные решения таких задач, за исключением плоских систем, где метод преобразования сопряженных функций приводит в принципе к желаемым результатам. С другой стороны, даже этот метод требует значительно более комплексного анализа, чем это было использовано при его применении к системам без свободной поверхности, например, рассматривавшимся в главе IV. Дополнительное усложнение, возникающее при изучении общих проблем гравитационного течения, заключ ется в присутствии у боль1 шинства таких систем поверхностей фильтрации. Так же, как и для свободной поверхности, давление по этим элементам поверхности является постоянным. Однако последние не представляют собой линий тока. Они являются просто частями контура пористой среды, где жидкость покидает систему и вступает в область, лишенную и жидкости и пористой среды. С другой стороны, длина этих элементов поверхности заранее не известна, так как их верхняя граница соединяется всегда со свободной поверхностью, которая первоначально также неизвестна. Существование таких элементов поверхности было установлено уже Литературный перевод немецкого термина „Hang-quelle" вряд ли отоФра&ает это явление так, как принятый нами термин.

Часть II. Установившееся течение жидкостей несколько времени назад, но только недавно (гл. VI, п. 3) был разработан аналитический метод, при котором можно принять в расчет совершенно точно эти элементы. Физическая основа существования таких поверхностей фильтрации заключается в наблюдении, что свободная поверхность не только должна иметь всегда наклон по мере приближения к поверхности стока, но и скорость вдоль свободной поверхности, будучи компонентом градиента силы тяжести вдоль поверхности, должна быть всегда конечной1. Так, допуская, что AF является физической границей стока гравитационного течения с уровнем истекания жидкости, достигающего точки В (фиг. 89) В Фиг. 89. Схема направления линий тока на наклонной поверхности стока при гравитационном течении.

Фиг. 90.

видно, что ограничивающая линия тока, что заканчивается вдольЛ#, должна встретить AF в точке В под прямым углом, например, JB. Если теперь принять, что свободная поверхность также заканчивается в точке Б, она должна образовать конечный угол с JB, например GB* Однако результативная сходимость обеих линий тока в точке должна повести к бесконечному значению скоростей в В, вдоль JB и GB. Вследствие существования уже отмеченного ограничения величины скоростей вдоль свободной поверхности полученный вывод невозможен, и потому свободная поверхность должна заканчиваться выше точки Б, например в С. Тогда входящий участок ВС является поверхностью фильтрации, так как он не является линией тока, но подвержен достоянному давлению. Если поверхность стока вертикальна AF, этот довод нарушается, так как можно допустить схождение свободной поверхности DB с последней линией тока GB, ограничивающей те линии, что режут АВ под прямым углом (фиг. 90). Поставленное условие не представляется возможным, так как неисчезающе малые горизонтальные скорости в АВ требуют, чтобы давление Можно легко доказать, что суммарная скорость вдоль свободной поверхности не может быть более величины свободного вертикального падения, обязанного силе тяжести kyg/jj, [уравнение (5), гл. VI, п. 3].

Глава VI. Гравитационное течение жидкости имело производную в горизонтальном направлении вдоль АВ, не равную нулю. Так как наклон DB в точке В равен нулю, то нарастание давления по горизонтали, отступя от АВ, обязано объединенному эффекту от вертикальных скоростей вблизи АВ, направленных вверх 1. Но так как потенциал вдоль АВ имеет постоянное значение и избыток потока в АВ, помимо величины, соответствующей строго линейному течению, поступает с уровня поверх В, направленные вверх вертикальные скорости физически невозможны. Когда наклон поверхности стока AF менее 90°, из приведенных доказательств не вытекает необходимость отделения поверхностью фильтрации верхушки уровня стока воды от оконечности свободной поверхности. Существование ее выводится на основании того факта, что для нулевого напора стока жидкости такие поверхности фильтрации, повидимому, необходимы во всех случаях. Физически совершенно необоснованно, чтобы эта необходимость внезапно исчезла, когда к системе будет дополнительно приложен неисчезаюЩе малый напор стока жидкости. С другой стороны, изучение 2 годографов (гл. VI, п, 3) таких систем показывает, что при известных условиях поверхность стока с наклоном менее 90° может быть лишена поверхности фильтрации, когда уровень стока жидкости не принимает нулевого значения. Вследствие требования, чтобы тангенциальная скорость вдоль поверхности стока была непрерывна при переходе от оконечности свободной поверхности в поверхность фильтрации, непосредственно вытекает, что для наклонов поверхности стока, которые равны или более 90°, свободная поверхность должна встретиться с поверхностью фильтрации или поверхностью стока тангенциально. В том случае, когда наклон поверхности стока менее 90°, это же самое условие приводит к заключению, что свободная поверхность не будет более тангенциальной к поверхности стока, но будет пересекать ее скорее вертикально. Что же касается поведения свободной поверхности на плоскости водопоглощения, небольшое рассуждение показывает, что для фронта поглощения с наклоном ^ 90° свободная поверхность будет входить в пласт песчаника горизонтально. Если же фронт водопоглощения пористой среды имеет наклон ^ 90°, свободная поверхность будет входить под прямым углом к фронту. Наконец, можно заметить, что во всех случаях скорость в нижней оконечности поверхности фильтрации будет теоретически3 бесконечной благодаря разрыву непрерывности тангенциальной скорости над и под нижней оконечностью поверхности фильтрации. Когда наклон поверхности стока менее 90°, скорость у ее основания (горизонталь) будет также бесконечной. Это будет точка схождения линий тока, которые будут входить сюда с неисчезающе малыми значениями углового расхождения. Так как направленные вверх скорости сделают линии тока выпуклыми вблизи АВ, то совпадение DB и GB будет иметь своим дальнейшим последствием, что линии тока будут сходиться в точке пересечения кривых В. 2 В. D a v i s о п, Phil. Mag., 21, 904, 1936. 3 Разумеется, в физической системе такие бесконечные значения не будут иметь места вследствие нарушения закона Дарси, после того как будут превышены числа Рейнольдса для данной системы.

Часть II. Установившееся течение жидкостей Если эквипотенциальные поверхности стока или поглощения дают острые углы с граничной линией тока, например, в пяте плотины, фасы которой направлены в разные стороны, скорости в вершинах этих углов 1 будут равны нулю. Последние свойства применимы, разумеется, ко всем течениям и не имеют никакого отношения к гравитационному компоненту потока. В настоящем случае представляется вполне возможным дать достаточно полное качественное рассмотрение гравитационного течения. Однако их количественная обработка находится, в целом, в довольно неудовлетворительном состоянии. В принципе метод годографов дает средство для математической обработки практически любой двухразмерной системы. Однако цифровая работа при этом настолько трудоемка, что она была выполнена в подробностях только для ограниченного количества частных случаев. В то же самое время нет ни одной задачи по трехразмерным системам, для которой бы имелось точное аналитическое решение. Поэтому следует обратиться к приближенным методам. Однако их точность в некоторых случаях может быть установлена только по физической интуиции. В свете этого обстоятельства в настоящей работе не делается попыток создать классификацию различных проблем гравитационного течения и подвергнуть систематической разработке каждый класс в отдельности. Вернее всего, мы представим вначале несколько имеющихся точных решений по двухразмерным задачам, которые получены аналитическим путем, а также на электрических моделях;

затем приведем некоторые приближенные обработки прочих проблем, имеющих практическую ценность;

после этого подвергнем обозрению некоторые эмпирические исследования проблем трехразмерного радиального течения и, наконец, дадим вкратце приближенную теорию подсчета расхода при гравитационном течении. Таким образом, порядок представления материала будет в значительной степени определяться методикой обработки, а не внутренней физической связью различных проблем. 2. Дренирование наклонного пласта песчаника2. Задача Гопфа и Трефтца. Задача Гопфа и Трефтца заключается по существу в решении вопроса дренирования наклонно залегающего пласта водяного песчаника канавой, проведенной в кровле последнего. Решение этой задачи, представленное в настоящем разделе, аналитически не является столь удовлетворительным по сравнению с решением, полученным методом годографа (гл. VI, п. 3), так как оно не учитывает поверхности фильтрации и вводит только косвенно форму дренажной канавы. Однако оно обладает преимуществом по сравнению с более точным методом в простоте анализа и вычислений. Действительно, в свете весьма трудоемких вычислительных операций, к которым необходимо прибегнуть при более точном методе, для решения общих проблем при двухразмерном гравитационном течении, Для поверхности стока это обстоятельство накладывает условие, что существует уровень стока жидкости, не равный нулю. Когда последний исчезает, скорость в носке плотины будет бесконечной. 2 H o p f L. and Treff tz, E., Zeits angew. Math, und Mech., 1, 290, 1921. Здесь и в дальнейших аналитических выкладках не принимается в расчет капиллярная зона насыщения, залегающая над свободной поверхностью системы.

Глава VI. Гравитационное течение подробное описание решения Гопфа и Трефтца является, несмотря на его ограничения, полностью оправданным. На фиг. 91 представлена схема течения. Вода, которая движется вниз по склону из Л, частично перехватывается канавой, а остаток ее продолжает двигаться в направлении D. Принято, что водонепроницаемый слой наклонен под углом а к горизонту и что далеко со стороны верхнего борта канавы вода заполняет песчаник до высоты hx над этим слоем. Со стороны нижнего борта канавы уровень воды падает до высоты h2 над непроницаемым слоем. Наконец, система принимается двухразмерной, распространяющейся до бесконечности в обоих направлениях, нормальных к плоскости чертежа.

Фиг. 91. Изображение канавы, лежащей в кровле наклонно-залегающего песчаника в плоскости г (по Гопфу и Трефтцу).

Фиг. 92. Линейное течение изображенное на фиг. 91 исключая канаву.

Очевидно, сам водонепроницаемый слой соответствует линии тока. Это можно сформулировать к а к W ^ O. Соответственно этому наивысшие поверхности воды над и под канавой будут линиями тока, которые можно обозначить через y = Q x и У - ( ? 8, где Q x - ^ - р а с х о д дренажной канавы1. хи п п Помимо того, что они являются линиями тока, поверхности У = WiWz обладают еще более важными свойствами, так как они являются свободными поверхностями, находящимися в состоянии равновесия с атмосферой. Как уже было отмечено в гл. VI, п. 1, это обстоятельство налагает условие, что давление постоянно по всей свободной поверх> Как это было показано Гамелем (Hamel, Zeits. angew. Math. und. Mech., 14 1291934) линия тока V = Qi будет в общем случае вступать на поверхность стока поверх уровня жидкости в последней, образуя, таким образом, поверхность ф и и р щ в и (гл. VI, п. 1). Однако поскольку еще не осуществлено болеГточное аналитическое решение, в котором принята во внимание поверхность Филиации и так как теория Гопфа и Трефтца должна в любом случае да ГсЙесГенны'е особенности искомого решения, " • « ° Р ™ б У * « ^ отли* во всех своих подробностях, как пример метода^ решения существенно отли чающегося от процедур, представленных в последующих трех разделах насто я щей главы.

Часть II. Установившееся течение жидкостей ности и отсюда может быть принято равным нулю. Поэтому значение потенциалов Ф на этих поверхностях может быть выражено как это показано на фиг. 91, где у принимается за вертикальную координату. Разумеется, поставленное условие характеризует собой все гравитационные течения. С одной стороны, это условие создает трудности решения проблемы, а с другой делает возможным решение ее аналитическим путем, так как оно „компенсирует* неизвестные нам формы свободных поверхностей. В частном способе решения, принятом в настоящем разделе, установление формы свободной поверхности избегнуто соответствующим преобразованием координат (уравнение 4), и основная трудность, как это будет видно из дальнейшего, заключается в установлении истинной формы дренажной канавы, Предварительно следует заметить, приступая к основной части анализа рассматриваемой здесь проблемы, что комплексный потенциал к sin a дает полное представление о наклонном течении при удаленной канаве (фиг. 92). Так, уравнивая действительную и мнимую части уравнения (2), видно, что со0 = Ф + ЙР = zofc sin ae~ia + /Q x ;

-=S± = hx (2) =Q1 — к sin a ( х 0 sin a — yQ cos a) (3) Очевидно, линия тока Ф — О совмещается с водонепроницаемым слоем, изображенным на фиг. 92, и верхняя поверхность yQ = xotga дает совершенно точно Тогда переменная z преобразуется в zt на основании соотношения: Z = 2 0 (<о) + zx (со) ГДе (А) A: sin a так что Z1(co) представляет собой исключительное влияние канавы.

Количество kyg/fi обозначено здесь символом к, так как оно представляет собой „эффективную" проницаемость систем, в которых движущим агентом является всецело сила тяжести и которые имеют дело исключительно с одной жидкостью —водой. Этот символ не выражает собой смысла коэфициента проницаемости с основной физической точки зрения. Однако с практической стороны является удобным применить эту специфическую форму эффективной проницаемости в области гражданского и мелиоративного строительства, где исключительное использование гидравлических градиентов в единицах водяного столба делает невозможным ошибочную экстраполяцию ее к остальным типам течения жидкости в пористой среде. Разумеется, размерность к соответствует размерности скорости, т. е. см/сек (гл. И, п. 3).

Глава VI. Гравитационное течение Принимая в расчет граничные условия, указанные на фиг. 91, совершенно точно видно, что плоскость zy на основтнии уравнения (4), отображается на плоскость гг согласно следующим соответствиям:

:

x1sina—y1cosa ctgа;

хг = ctg a == ! Q m ), а затем рассмотреть форму канавы, выполненную на этом условии, чем вставлять в решение непосредственную геометрическую ее форму. Отображение фиг. 91 в плоскости Zi показано на фиг. 93. Система, представленная на D' фиг. 91, еще более просто отображается на плоско- ^ lot \в I * -X' сти со. Результат этого - Hoota отображения показан на фиг. 94. При таком отображении Фиг. 93. Отображение фиг. 91 на пловнешний разрез В'М'С скость z,. соответствует канаве, где Значение Ф уменьшается от Q± до минимума Q m, а затем возрастает до Q 2. Следующим этапом решения проблемы является определение хг с такой функциональной зависимостью от ш, что в направлении оси Ф хг sin а — уг cos а = 0;

Q2: у1===~1™^2- c t g a к и так, что отрезок В"М"С входит в канаву y^F^ (x x ). Однако вместо того чтобы попытаться отобразить непосредственно внешность со в плоскости zly гораздо проще следовать более косвенному методу р • направлении У7 = ОХ: Ух = 0;

в направлении в отображения обеих плоскостей на первом квадранте плоскости = { + ih (фиг. 95). При этом отображении внешности мы должны сделать следующие соответствия:

l где b = x(B) - x (С) = ширине канавы и h2e=Q2/к sin а. Секция С В' не im.

Часть II. Установившееся течение жидкостей При небольшом изменении теоремы Шварца-Кристоффеля (гл. IV? п. 11) легко заметить, что соответствующее преобразование функции дается следующим выражением: а— (б) Для плоскости гг отображающая функция может быть найдена обобщением преобразования Шварца-Кристоффеля:

f (О а а 1— п (7) где / ( ) не имеет особенностей в первом квадранте, положительна на положительной стороне действительной оси (!) и обращается в нуль на бесконечности. Ее вид определяет собой геометрическую форму канавы.

В" V ми f H м Ml /, сГ-а J)m дш В и/ Фиг.

94. Отображение фиг. 91 на плоскость со.

Фиг. 95. Отображение плоскостей zx и со, представленных на фиг. 93 и 94, на плоскость J.

Легко убедиться, что преобразование уравнения (7) отображает границу C'D'А'В' на положительную действительную ось (!) на плоскости (С) и канаву ВС на положительную мнимую ось (rj). Связь, налагаемая уравнениями (б) и (7), между со и %\ (а отсюда и х) ограничивает формальное решение задачи. Нельзя получить точного вывода, пока не будет сделано особого допущения в отношении функции /(С), т. е. геометрической формы канавы. Только раньше чем устанавливать вид /()> представляет собой интерес дать вывод взаимоотношения между расходом, отбираемым канавой Q x — Q 2 и остальными константами системы. Так как точка В соответствует С = °° и Xl (В) = х (В) уравнение (3), гл. IV, п. 11, с дальнейшим Следует только объединить Глава VI. Гравитационное течение непосредственно следует-, что Н / а — / (С) d. а Для практических случаев отношение — очень мало. Поэтому можно ограничиться приближениями, которые, за = а, d, даются исключением близости к Отсюда следует,.что разность отметки Я верхнего края канавы от ненарушенного уровня дается выражением:

Так как D соответствует = (/, то / (О iL а 1--1.

так что Г (а л Объединяя рядка — п эти выводы с уравнением (5), получаем, что для по к sin a так что Qi-Qa Я (8) Отсюда для порядка — доля первоначального расхода в песчанике, которая отбирается канавой, равна отношению разности отметок свободной поверхности в канаве к мощности ненарушенного слоя насыщенного водой песчаника. Все предшествующие формулы, которые были использованы для решения этой проблемы, включали в себя глубину воды в канаве или ее ширину. Между тем уравнение (8) показывает, что отношение (Q x — Q^lQi определяется разностью отметок Н и начальной глубиной залегания жидкости hv Часть II. Установившееся течение жидкостей Не входя в отдельные детали, которые можно найти в первоисточнике, мы покажем выводы специальных математических выкладок, исполненных Гопфом и Трефтцом. Сделанные допущения были таковы: что 0,55 Q x входит в канаву и 0,05 Q1 вытекает обратно. В единицах глубины hx ненарушенного потока следует, что "2 — к sin a = 0 5' = 0,45;

hm = к sin a = 0,5. Геометрическая форма канавы была определена после выбора для / () выражения (C+/) J Фиг. 96. Геометрическая форма канавы и оконтуривающих линии тока в соответствии с уравнением (9), гл. VI, п. 2 (по Гопфу и Трефтцу).

(9) / было взято 7,25 и А2 было взято так, что, »1 ширина о канавы была / 1. На фиг. 96 показана геометрическая форма5 канавы и положение минимальной линии тока (W=* Q m ), достигающей канавы. Общий внешний вид течения показан на фиг. 97. Форма канавы, показанная на фиг. 96, может показаться искусственной, однако можно без больших затруднений согласовать /;

Фиг. 97 (по Гопфу и Трефтцу):

1 — ненарушенная свободная поверхность;

2 — свободная ность;

3 — канава;

4 — непроницаемое ложе. поверх константы Л и / или изменить внешний вид /(), так что сечение канавы, по крайней мере в грубом приближении, примет любую заранее намеченную геометрическую форму.

Глава VI. Гравитационное течение Такое изменение не повлияет материально на производительность дренажа канавой или общую форму свободной поверхности системы, за исключением непосредственной близкости к канаве г.

3. Решение задачи двухразмерного гравитационного течения методом годографа. Отображение границ. Метод годографов был развит довольно подробно Гамелем 2 и его способу обработки мы будем следовать. Этот математический анализ является весьма действенным, однако очень трудным методом обработки двухразмерных систем, содержащих одновременно водонепроницаемые границы, поверхности с постоянным потенциалом и поверхности фильтрации. Годограф дает отображение динамической системы, координаты которой являются компонентами скорости ее частиц. В двухразмерных задачах первоначальный геометрический образ системы можно рассматривать заключенным в плоскости z, в то время как годограф находится в плоскости {и, v) или годографа, где и и v являются компонентами скорости в направлении первоначальных осей х и у. Особым преимуществом этого отображения плоскости (и, v) является то обстоятельство, что геометрические формы свободных поверхностей в первоначальной плоскости будут в принципе неизвестны до тех пор, пока не будет решена вся динамическая проблема. Вместе с тем их годографы являются окружностями с определенными и конечными параметрами. Более того, поверхности фильтрации, которые не могут быть зафиксированы в плоскости z, пока не будет известна точная геометрическая форма свободной поверхности, могут быть даны также заранее единственными в своем роде отображениями годографа. Таким путем будет получено аналитическое решение всей проблемы в целом. Поскольку границы системы зафиксированы в плоскости и и v, для окончательного решения проблемы можно приложить теорию сопряженных функций. Преобразования круговых сегментов, дающих изображение Пренебрежение поверхностью фильтрации в В делает значения величин расходов Qx—Q2, отбираемых канавой для данной разности отметок Я, как это дается уравнением (8), несколько меньшими по сравнению с тем случаем, когда учитывается поверхность фильтрации в В. 2 Краткое качественное описание теории было дано уже несколько ранее П. Немени в его работе „Wasserbauliche Stromungslehre", стр. 204, 1933. Этот метод почти аналогичен развитому Гельмгольцем и Кирхгофом для изучения неразрывного движения жидкости в классической гидродинамике. Однако приводимый здесь подробный анализ является более труднымдля освоения вследствие необходимости иметь дело с круговыми сегментами в плоскости годографа (см. также работу М. Muskat, Physics, б, 402, 1935). Б. Дэвисон опубликовал по существу аналогичное исследование, но выраженное в более строгой аналитической терминологии (Phil. Mag., 21, 881, 904, 1936), являющееся дальнейшим развитием опубликованной этим автором более ранней его работы на русском языке и опубликованной в Mem. l'lnst. Hydr., 6, 121, 1932 г., Ленинград, которая, повидимому, не была аннотирована Гамелем. Дэвисон также прилагает общую теорию к задаче о плотине с вертикальными фасами (гл. VI, п. 4), но не приводит математических выкладок. Можно также отметить, что комбинация обратного преобразования годографа по методу, развитому в гл. VI, пп. 8 и 9, была применена В. В. Ведерниковым к решению частного случая фильтрации воды в канал (С. R., 202, 1155, 1936), а также к фильтрации воды из канав, представленных прямолинейными секциями (Zeits. ange'w. Math. u. Mech., 17, 155, 1937).

Часть II. Установившееся течение жидкостей свободных поверхностей, требуют введения 1 теории модулярных эллиптических функций, которая до сих пор не применялась широко при рассмотрении физических проблем. Чтобы построить годограф системы в плоскости z9 необходимо отобразить различные граничные сегменты на плоскость (и, v). Это может быть достигнуто следующим путем. а) В о д о н е п р о н и ц а е м ы е г р а н и ц ы. Обозначая через 5 — д л и ну водонепроницаемой границы, получим, очевидно, компоненты скорости на контуре из следующего выражения: М= дФ — Л— cosa-v ds ' дФ. т sin a;

— ds ' v — = t gь a, и ч /1Ч (1) где Ф — потенциал скорости: a — наклон элемента контура к оси Х-ов в s. Отсюда для прямолинейной водонепроницаемой границы а будет иметь постоянную величину и ее образ в плоскости годографа будет изображаться прямой линией, проходящей через начало координат плоскости («, и), параллельно границе. б) П о в е р х н о с т ь п о с т о я н н о г о п о т е н ц и а л а. П о с т о я н н а я м а с с а ж и д к о с т и. В этом случае согласно определению ф = const, и компоненты скорости на поверхности будут:

дФ. дФ и, и = —-jjj- sin а;

0=^—cosa;

— =-ctga, /ЛЧ (2) где п — нормаль к поверхности. Отсюда следует, что прямолинейный контур постоянного потенциала дает линию через начало координат в плоскости (w, v), нормально к действительной границе. в) С в о б о д н ы е п о в е р х н о с т и. Так как согласно определению давление постоянно вдоль свободной поверхности, Ф дается выражением: Ф-ку = С;

*«-22-, (3) где вертикальная координата, направленная вверх, берется + у. Эффективная проницаемость к равна, очевидно, вертикальной скорости свободного падения жидкости, обязанного силе тяжести. Отсюда при ду -—• = sin a OS — / sin a + - ^ - = 0. с (4) Когда прямолинейные отрезки проходят все через точку, лежащую на круговом сегменте, инверсия преобразования делает излишней необходимость применения модулярных эллиптических функций (см. работу Ведерникова). Такие случаи возникают, когда все поверхности постоянного потенциала горизонтальны, например, при фильтрации в сухую канаву, или когда отсутствует поверхность фильтрации, например, в задаче фильтрации из канав. Более того, для большого класса проблем последнего типа метод годографов является совершенно ненужным (гл. VI, пп. 8 и 9). С другой стороны, в известных специальных случаях, например, при фильтрации воды через вертикальную перемычку, годографы могут быть настолько просты, что модулярные функции вырождаются в элементарные функции, которые могут быть построены из наблюдений (см. работу R. Dachler „Grundwasserstromting", 95, 1936).

Глава VI. Гравитационное течение Так как свободная поверхность должна быть в то же самое время дФ линией тока системы, -г— дает величину суммарной скорости на поверхности. Умножая уравнение (4) на -с—, получаем, следовательно, что 0.

(5) Это соответствует, очевидно, окружности, проходящей через начало координат в плоскости (и, v), с радиусом к/2 и центром (0, — к/2). г) П о в е р х н о с т и ф и л ь т р а ц и и. На поверхности фильтрации, через которую жидкость проходит и вступает в область, свободную от обеих сред, пористой и жидкой, давление будет сохранять постоянное значение. Поэтому для решения задачи следует приложить уравнение (4). Однако поскольку этот тип поверхности не является поверхностью линии тока, скорость вдоль нее дается следующим выражением:

дФ — = и cos a + v sin a, (6) (7) так что к sin a -(- и cos a + v sin a = 0, Отсюда, если поверхность является плоскостью, ее отображение в плоскости (и, V) будет представлять собой прямую линию, нормальную к поверхности и проходящую через точку (0, — k)t которая явится низшей точкой окружности уравнения (5), характеризующего свободную поверхность. 4. Фильтрация через плотину с вертикальными фасами. Аналитическая теория. Теперь, когда мы знаем построение годографа для данной динамической системы, мы готовы приступить к анализу практической проблемы. Возможно, что наиболее простой задачей, которая в одно и то же самое время содержит контурные отрезки, удовлетворяющие всем типам граничных условий, является фильтрация через вертикальную земляную плотину, длина которой сравнительно велика по отношению к ее толщине. Тогда задача аналогична двухразмерной системе. Допустим, что емкости со стороны верхнего и нижнего бьефа плотины настолько велики, что, несмотря на фильтрацию через плотину, вся система находится в состоянии гидростатического равновесия, за исключением внутренности, плотины. Чтобы построить годограф системы в плоскости г (фиг. 98), сначала следует заметить, что так как область слева от DE находится в гидростатическом равновесии, отрезок DE имеет постоянный потенциал и отсюда образует прямой отрезок в плоскости (и, V) нормально к DEf т. е. параллельно оси и. Действительно, отрезок лежит на оси и, так как он должен пройти через начало координат плоскости [уравнение (2), гл. VI, п. 3];

ЕА водонепроницаемая граница, вдоль которой и = 0, так что она также отображается на ось и. Потенциал вдоль АВ имеет постоянную величину с исчезающе малыми вертикальными скоростями и поэтому отображается в А В' на плоскости (w, v);

ВС—поверх Часть П. Установившееся течение жидкостей должна отобра ность фильтрации, параллельная оси у. Отсюда она зиться в линию, параллельную оси и.

Наконец, свободная поверхность CD завершает собой диаграмму в виде полуокружности, проходящей через D' и С*. Полный годограф такой системы показан на фиг. 99. Одни только граничные условия не дают точно установленного положения годографа свободной поверхности. Вместе с тем можно показать, что положение его (фиг. 99) вытекает из условия, что течение не имеет источников и стоков.

D }:-<\[г)У-:'.

D* в'-П/2 6*0 Е' Г /з Фиг. 98. Схема фильтрации через плотину с вертикальными фасами в плоскости z.

1— ПЛОСКОСТЬ Z.

С Фиг. 99. Плоскость годографа фиг. 98.

1 — плоскость годографа {и, v).

Следует заметить, что пока задача в целом не будет решена, точная форма граничного отрезка DC в плоскости z, а отсюда и верхняя оконечность ВС, в принципе неизвестны, хотя контуры системы в плоскости (и, и) являются вполне известными, за исключением численных значений абсцисс Е' и А'. Следующий этап решения заключается в нахождении иной функции от (и, v), действительное значение которой на граничных отрезках может быть заранее установлено. Такая функция может быть получена следующим путем. Беря сначала потенциал комплексного числа /(2)=Ф+/^, где Ф —потенциал скорости и IF —функция тока, получаем, что:

О) /с\\ где жирная черта над [— /' (z)] указывает на комплексно сопряженные числа. Эта функция является исходной для промежуточных потенциалов т, в, определяемых из выражения: т+/0*-1п[-П2)], (3) * Непосредственное использование Ф и Ф для конформного отображения плоскости z на плоскость (u, v) является неудобным, так как неизвестно заранее ни значения, ни изменения — ции ВС. = —— на поверхности фильтра Глава VI. Гравитационное течение где в может быть фактически плоскости (и, v). Так /" (у\ 1 } ^ ~~ установлена на контурах 255 области &, w ( - djdt) Г (*) й-ib Ье- * (dz/dt) ~ и + 1» "" пеь ' где п, 6 — абсолютные значения скорости и ускорения, а #, v—отклонения от их направлений (точки указывают диференцирование па времени). Отсюда " " * t(5> следующим путем Теперь граничные значения д можно установить Для водонепроницаемого основания ЕА:

и — дх > У ~"и> '^~ dx + idy "" (6) Отсюда f"(z) действительна и так как скорость и ускорение, очевидно, оба параллельны оси х-ов Для контура постоянного потенциала АВ:

Поскольку - А > 0, то б = -?- + 2/Tl'jr, так как у = 0 в направлении АВ, — (д — %). Тогда вектор ускорения вблизи АВ будет направаен вверх, так как линии тока, когда они выходят из DE, являются выпуклыми и должны резать АВ под прямым углом, так что Я > Отсюда т' = 0 и 0 Для поверхности фильтрации ВС:

В этом случае ^— < 0, так что д=:--~ В точке В )»=0, в С v— ~. Отсюда, так как то единственно возможными значениями для т" будут (0,1). Если / п " = 1, то х будет равняться ( 3 /г) ^ в Б и непосредственно над В, в то время как непосредственно ниже В, в АВ % = тг/2. Отсюда вследствие непрерывности % внутри системы, вблизи Б, будут точки, где %~п* Часть II. Установившееся течение жидкостей •Однако с физической стороны это является необоснованным, так как сбудет создаваться запаздывание частиц жидкости, по мере того как они буду г приближаться к поверхности стока. Отсюда вытекает, что т" = 0 и Вдоль свободной поверхности CD:

так что dv |_ и v2 = — kvy \' dx V и' ) dv _±п t?\ du — idv ^ Вводя полярный угол /5 (фиг. 99), можно щими выражениями:

cos выразить и и v следуюи sin2 — (4\ JL. • v=s так что / " (z) принимает вид: 2 sin 0/2 Отсюда «9= — 6?у dx * так как -?— < 0. Поскольку = 0 или U ^ = 0, ^= и ^= 0 в Д следует, что CD~ 2* ^ Наконец, вдоль поверхности постоянного потенциала DE:

В данном случае -^— < 0, так что Вдоль D E з = 0, и частицы получают > шниз;

отсюда ^ = —тг/2 и m I V = 0, или ускорение, направленное =- 1 02) Теперь, когда граничные значения в установлены, можно перейти к отображению годографа в плоскости (ut v) на бесконечную полуплос Глава VI. Гравитационное течение «сость. Однако сначала явится удобным преобразовать годограф плоскости («, о) в более обычную форму (фиг. 100), полученную отражением годографа на ось и, последующим умножением на 1/к, чтобы сделать длину D'C единицей, затем положительным поворотом на 90° и, наконец, переводом в обычные единицы. Преобразованная плоскость q определяется следующей переменной:

в^ плоскости q может быть теперь конформно отображена в верхнюю полуплоскость Я с помощью модулярной эллиптической г функции Я (q). При этом функция выбрана так, что Д(0) = Область B"C"D"E"A"B " \ 8" t 8" А" Е" =1;

А(/оо)« со;

= + со.

(14) Очевидно, значения граничных кон- С стант в сохранятся и в плоскости Я. Угол ft для отрезка 0 ^ Я < 1 будет также со- Фиг. 100. Отображение фиг. 99 на плоскость q. хранен;

соответствие Я — ^дается выра1 — плоскость q. жением :

Отображение плоскости Я показано на фиг. 101. Плоскость Л в~-'71/2 О 6-3/1/2 1 6--П/2 Ъ 'ff D '" Фиг.

а в--7с/2 А™ 101. Отображение фиг. 100 на плоскость X.

Поскольку д известна на действительной оси плоскости Я, комплексная функция в — i t может быть выражена во всей верхней полуплоскости Я через обобщенный интеграл Пуассона как _L Г ° (g) (Яе+1) ni J (e — —оо ds где т0 — произвольная константа. Анализ, в котором даются необходимые формулы, относящиеся к Модулярной эллиптической функции, можно найти в книге Г. А. Шварца (Н. A. Schwarz, „Formeln and Lehrsa'tze zum Gebrauche der elliptischen Punktionen"). Выводы, которые необходимы для данного анализа, приводятся в приложении. 2 См. приложение.

Часть II. Установившееся течение жидкостей Если теперь обозначить значения Я, соответствующие Е'" и А"\ через b и а, уравнение (15) при подстановке в него граничных значений д принимает вид:

" и — •—• I if.

|.

I _, L о где т0 содержит известные константы. Возвращаясь к определениям 6, т из уравнений (4) и (5), имеем в результате з ш/ч ч/ { 1 — Ь ) { а — Х)Х о ' W "" V Я— 1 —/' Так как Я=Д((7) является известной функцией и — iv= следует, что /;

/ (z) = F [/' (z)] и d (и f. -=A — iv) = / eт+io* (u— w) = ~ ^ d, ч / где С = ^ Т о. Знак радикала для действительного Я тот же самый, что и ie e~. В принципе задача решена, так как на основании уравнения (18) z дается как функция (и — iv), а отсюда даются компоненты скорости как функции 2. 5. Численные приложения. Физическое содержание аналитического решения, заключенного в уравнении (18), гл. VI, п. 4, может быть дано, как это соответствует смыслу констант а и Ь, оценкой геометрических размеров течения, установлением формы свободной поверхности, подсчетом распределения скорости вдоль границ, расчетом расхода через систему и конформным отображением распределения потенциала и линий тока в системе. Легко заметить, что приводимые ниже уравнения являются теми особыми выражениями, в которых даются эти выводы, учитывающие значения в;

указанные на фиг. 101 и принимающие константу С за единицу. а) Распределение скорости [х=х(и)] вдоль ЕА, длина последней L и распределение напора жидкости h (x):

и и (А) х =* J е йщ и (Е) L= f ы (Е) e du, f uexdu.

и T (1) (2) J « f (-^)dx = he-^r \k J ч к и (Е) J (Е) ' Глава VI. Гравитационное течение б) Распределение скорости [yw = yw(u)] высота жидкости на стоке hw:

вдоль фронта стока ЛБ и со = I e du;

и (А) и r hw = I егdu.

и (А) (3) филь в) Распределение скорости трации ВС и длина ВС — hs:

и r [ys = ys(u)] вдоль О поверхности * = — f e du;

и (В) // s = — f оо e du.

r (4) г) Геометрическая форма и распределение скорости.

[x=x(u,v);

вдоль свободной поверхности CD:

у = у(и, v)], 3/jg S и О (5) д) Распределение скорости [уе = у е (м)] вдоль поверхности поглощения и высота Не поглощаемой жидкости:

!=— J eTdu;

he— — i erdu.

(6) Соответствующий контроль между расчетом /ze и /z,y на основании уравнения (2) дается следующим соотношением:

и (А) (7) О е) Суммарный расход Q через систему:

h = J udye= — J u(E) e О оо О (8) uerdu = /* «/yw + f О udys a fUerdu— и (*А) оо I ж) Чтобы найти распределение потенциала и линии тока аналитическим путем внутри системы, потребовалось бы выразить уравнение (18), гл. VI, п. 4, в числах сначала для получения распределения внутренней скорости, а затем путем интегрирования для нахождения Ф (х, у). После того как будут определены ф°Р м а свободной поверх Часть II. Установившееся течение жидкостей ности на основании уравнения (5) и значения Ф вдоль ЕА по уравнению (2), явилось бы более скорым и удобным методом нахождение В (X, у) численным или графическим путем, приведенным в гл. IV, п. 17. Если имеется электрическая модель, то изображение эквипотенциальных линий может быть быстро получено на модели после того, как будут сделаны необходимые уточнения граничных условий, как это описано в гл. IV, п. 17 \ Чтобы понять все значение приближений, которые делались з более ранних теориях гравитационного течения и которые будут рассмотрены несколько ниже, весьма важно получить ясную физическую картину всех существенных свойств течения. Наиболее важной особенностью полученного решения с гидродинамической точки зрения является зависимость между суммарным расходом Q через плотину и напорами жидкости, который поглощается и отдается плотиной, т. е. he и hw 2. Поэтому мы разовьем главным образом эту часть решения и дадим несколько другие выводы, как они получаются косвенным путем при расчете Q. Чтобы получить необходимые численные результаты, необходимо установить во всех случаях значение интегрируемых количеств в уравнениях (1) — (8):

1 3_ Г j 8 (е) '-V 2л;

J е— А Я (а - Я) (Я - Ь) "~1 i {а —к) (Я-&) Я а е — 1/ У * (9) ™ При этом необходимо сначала отметить, что модулярная эллиптическая функция X (q) была определена здесь уравнением (14), гл. VI, 2 3 п. 4. Ее свойства определяются свойствами функции k* = 6(q), определяемой условиями:

0 ( 0 ) = 1;

0 ( 1 ) = оо;

0(/оо) = О;

0 ( l + f o o ) = O.

(Ю) Сравнивая эти условия с уравнением (14), гл. VI, п. 4, видно, что:

Некоторые распределения потенциала, получаемые на таких моделях, будут представлены в гл. VI, п. б. 2 Следует заметить, что со строго инженерной точки зрения эрозия поверхности стока и ее влияние на устойчивость плотины имеют гораздо большее значение. Для изучения этой части проблемы следует сосредоточить свое внимание на точке выхода свободной поверхности и распределении скорости вдоль фронта стока. Однако рассмотрение этих вопросов находится вне рамок настоящей работы, и читатель, который заинтересован в этом, должен обратиться к таким работам, как „Erdbaumechanik", К» Terzaghi, или вышедшая недавно работа A. Casagrande, J. Boston Soc. Civil Eng., 23, 13, 1936. 8 Здесь модуль эллиптического интеграла снова обозначен условно к*, чтобы не смешивать с обозначением к — коэфициента проницаемости.

Глава VI. Гравитационное течение Отсюда применяем щей книге, формулу, взятую из приложения III к настоя которая теперь может быть развернута на основании правил, уже установленных для функции в. Эта зависимость устанавливается связью между переменной А, заключенной в интегрируемом количестве ех уравнения (18), гл. VI, п. 4, е и переменной интегрирования (и—iv)=—Tci(q—1), а также позволяет изменять переменную интегрирования от и - W до \Я. В конечном итоге следует раскрыть интеграл 'Я -. / у 300 z «(А) 1 /* /3 () йг г 2л J О s— Я (13) 30 Это можно сделать, заметив, что переменная в в уравнении (15), гл. VI, п. 4, фактически представляет действительную ось плоскости А, на которой реализовано конформное отображение плоскости q из фиг. 100, помощью функции Л (q). Тогда иL / V в 12 16 20 24 О -log(A-l) Фиг. 102. Кривая а (Я), определяемая со гласно уравнению (13), гл. VI, п. 5.

откуда ($ может быть подсчитана как функция е. Результат вычислений, выполненных на основании этого соотношения, приведен на фиг. 102 г и может быть использован для того, чтобы выразить в числах ег из уравнения (9) для всех значений а или Ь. еа известно как функция 1. Тогда ех можно рассчитать по уравнению (9) после выбора а и Ь. Связь между переменной Я и q или и в уравнениях ( 1 ) — ( 8 ) устанавливается с помощью формулы инверсии, утверждающей, что если Я (q) = в (|) = к**, Автор выражает свою признательность д-ру Г. Гамелю за присылку ему до публикации этой книги числовых выкладок М. Гюнтера, в которых даны значения еа для 0,01 =^Д<20 и —20==А=<0. Что же касается распространения этих выводов для Я<0,01 и | Я | > 2 0, так же как и рассуждение о пяти случаях числовых выкладок, помимо сделанных Понтером (6 = 5;

я=10), см. у Маскета (JVL Muskat, цит.). Подсчеты Гюнтера были опубликованы затем в Zeits. angew. Math. u. Mech., 15, 255, 1935.

то Часть II. Установившееся течение жидкостей 16 23 к** 64 (15) ••• > где /С' и К — полные эллиптические интегралы первого рода с модулем У 1—к* 2 и &*. Они перечислены независимо, а также в отношении К'1К, как функция к* в работе К. Hayashi, „Tafeln der Besselschen, Theta, Kugel- und andere Fimctionen".

LJ f.

J 1 i J f I u 32 (a •-- H. |s \ st 1• "p / Tj I ft I i /1 / t~ t J_ \ \?4 \. 2s,Л 9- ssm a t 'I?

у s— i / \^t( s ^ '°/ Si s ^ •a tt\J s ft/ If 1, R iA i гг O,t О 0,4 048 12 16 2,0 2.4 2,8 3, I u/R Фиг. 103. Распределение скорости по фасам и основанию плотины для случая I (табл. 11).

'*е> hw> hs — напор поглощения, напор на стоке и длина поверхности фильтрации;

h, и — скорости на свободной поверхности и основании плотины, согласно теории Дюпюи и Форхгеймера. Кружочками нанесены значения, вычисленные согласно теории гл. VI, п. 20. 7 — скорость вдоль поверхности поглощения (ED);

2 — свободная поверхность;

3 — давление вдоль ЯЛ;

^ — скорость вдоль ЕА;

5 — горизонтальная скорость вдоль поверхности фильтрации (ВС);

6 — скорость вдоль поверхнсти стока (АВ), Окончательные интегрирования могут быть исполнены графическим путем в отношении переменной и для конечного значения и, а также аналитическим приближением в значении Я для бесконечности и близкому к особому значению Я (а, Ь). На фиг. 103 дано распределение скорости вдоль фронта поглощения и стока, так же как и распределение напора жидкости вдоль основания плотины, соответствующее случаю, когда а = 10, Ь=:Е Размеры для этого случая были рассчитаны Гюнтером, длины ЕА и DE. были найдены, как это дается уравнением (5), из конечности D свободной поверхности по отношению к С. Табл. 11 дает числовые результаты для пяти других случаев, включая сюда значения наиболее важных размеров системы, правильные расходы Q/k2, а также рассчитанные на основании уравнения Л2 \ (16) Глава VI. Гравитационное течение что может быть получено различными приближенными методами обработки этой проблемы (гл. VI, пп. 17 и 20). Рассчитанное распределение давления и скорости для случаев 11, III и VI (табл. 11) показаны на фиг. 104—106. Свободные поверхности для этих случаев были нанесены на графике без предварительного расчета, следуя общей характеристике, указанной расчетом для случая I, и отрегулированные так, что они проходят через точки G, (/V+.), даваемые расчетом. Кривые h представляют собой свободные поверхности, которые получаются на основании теории Дюпюи-Форхгеймера (гл. VI, п. 17), т. е. согласно уравнению 1,0 0,8 0,S Qii 0,2 О 0J 0,2 0,3 и/к Я/к Фиг. 104. Распределение скорости по фасам и основанию плотины для случая II (табл. 11).

1 — скорость вдоль поверхности поглощения (ED);

2 — свободная поверхность;

а СКОРОСТИ u/k Соответствуют Й, ^ - Д а в л е н и * ВД^ь ЕА;

4 -скорость основанному на допущении Дюпюи, что горизонтальные скорости пропорциональны гидравлическому градиенту свободной поверхности. Таблица И Случай I 5 10 0,322 0,084 hsjk LI к 0,122 0,162 0,299 0,298 II 2 5 0,670 0,158 0,202 0,444 0,480 0,477 III DO IV 5 0,872 0 0,519 0,484 0,783 0, V 2 oo 1,286 0 0,646 0,906 0,913 0, VI 1,2 oc 1,823 0 0,719 1,692 0,983 0, ъ* а hef~k** 0,672 0 0,430 0,329 0,687 0, q/i?

q/f?

* Можно заметить, что случай Z = 1 соответствует фильтрации из пласта > песчаника или плотины бесконечной мощности, т. е. L = oo. ** Следует запомнить, что количества fie, hw, hч, L и Q могут быть умножены на Постоянную величину и все же соответствовать тем же самым параметрам а и Ъу так как константа С уравнения (18), гл. VI, п. 4, которая была принята за единицу, может быть выбрана совершенно произвольно. Выражение длин he — L по отношению к к берет свое основание из того обстоятельства, что табличные значения отношения K'jK (уравнение 15), которое применяется как_ переменная интеграции в уравнениях (1) — (8), соответствует скорее а/к, чем самой величине и.

Часть II. Установившееся течение жидкостей С практической точки зрения наиболее интересным выводом из этих выкладок является тот факт, что уравнение (16) очень близко воспроизводит правильные значения расходов Q 1. Поэтому для практических целей достаточно подсчитать расход на основании простой формулы (16) и избежать, таким образом, утомительных выкладок, которых требует точная теория. Однако успешное исАМ32& пользование уравнения (16) 1Л IZ i,0 0,8 0,6 OA Q2 О 0,1 0,2 0,3 не следует рассматривать jfR x/R как оправдание тем приблиФиг. 105. Распределение скорости по фасам жениям, к которым привои основанию плотины для случая III (табл. 11). дат д о п у щ е н и Я ;

сделанные 7 — скорость вдоль поверхности поглощения (ED);

при выводе этого уравне2 — свободная поверхность;

3 — давление вдоль ЕА;

4 — скорость вдоль ЕА. ния. Действительно, как эта будет видно из гл. VI, п. 17, теория Дюпюи-Форхгеймера, которая также приводит к уравнению (16), базируется на таких допущениях, что даже его прибли 0,8 0,6 0,4 0,2 О 0,2 0,4 ОД 0,8 W 1,2 1Л 1JS и/к / Фиг. 106. Распределение скорости по фасам и основанию плотины для случая VI (табл. 11).

7 — скорость вдоль поверхности поглощения (ED);

2 — свободная поверхность;

3 — давление вдоль ЕА;

4 — скорость вдоль ЕЛ.

зительная справедливость не может быть заранее оправдана, и ее совпадение с уравнением (16) следует рассматривать как совершенную Действительно, разница между Q и Q вряд ли будет более, чем несоответствие в величине последней, получающееся из-за ошибки, неминуемой при графическом раскрытии интегралов уравнения (8).

Глава VI. Гравитационное течение случайность. Как уже было замечено, эта теория предусматривает, что действительная свободная поверхность внутри плотин должна следовать уравнению (17) или кривым h на фиг. 103—106. Однако даже для случаев I и II (табл. 11), где напоры жидкости hw представлены величинами, не равными нулю, несоответствия между правильной формой свободной поверхности и кривыми h настолько велики, что единственным сходством, на что можно согласиться, является однообразный характер падения обоих семейств кривых по мере приближения к поверхностям" стока. Эти кривые, отмеченные буквой Л, представляют собой интерес не только потому, что они показывают ошибочность теории Дюпюи-Форхгеймера, предугадывающей формы свободной поверхности при гравитационном течении, но, кроме того, они еще предупреждают об осторожности, которую необходимо соблюдать, экстраполируя выводы, полученные аналитическим или эмпирическим путем для систем с одной геометрией, в случае их использования для другой геометрии. Установлено, что аналог уравнения (17) для радиального гравитационного течения воспроизводит довольно точно фактическое давление или распределение напора жидкости в основании радиальных песчаных моделей (гл. VI, п. 18). Он дает, однако, только грубое приближение к правильному распределению напора жидкости при линейной гравитационной фильтрации через плотину. Это несоответствие становится еще более отчетливым, когда сравнивается действительное распределение скорости вдоль основания линейных систем со значениями ее, соответствующими уравнению (17) и обозначенными кривыми и/к, которые допускают, что это уравнение воспроизводит непосредственное распределение напора жидкости в основании сооружения или, как это дается теорией Дюпюи-Форхгеймера, свободную поверхность, уклон которой пропорционален горизонтальной скорости. Эта несоразмерность весьма заметна на фиг. 103 и 104, где hw-=/b0. Вместе с тем отношение и/к к точной величине скорости становится бесконечно большим, так как поверхность стока приближается к основанию сооружения для hw = 0 по мере того, как последнее становится логарифмически бесконечным;

и/к принимает бесконечное значение, как l/Vx для х—>0, где х—расстояние от точки Л (фиг. 98). Несмотря на ошибочные стороны остальных характерных особенностей теории Дюпюи-Форхгеймера, стремящейся воспроизвести даже приблизительно внутренний режим линейного гравитационного течения, остается важным обстоятельством тот факт, что результирующий расход дается простой формулой (16) с достаточной для практических целей точностью, как это было первоначально выведено на основе теории Дюпюи-Форхгеймера. Эта парадоксальная ситуация по отношению к уравнению (16) будет освещена в гл. VI, п. 20, где будет показано, что (16) может быть получено из физически обоснованной приближенной теории. Последняя в то же самое время дает приближение к величине точного распределения давления. Именно та теория, которая будет приведена ниже, определяет собой физическое значение уравнения (16), но не теория Дюпюи-Форхгеймера, на основании которой был получен вывод уравнения (16) и который следует рассматривать только как совпадение.

Часть II. Установившееся течение жидкостей 6. Изучение гравитационного течения с помощью электрических моделей. Как уже было показано в гл. IV, п. 17, для течения жидкости отсутствует непосредственный электрический аналог гравитационного эффекта. В целом это обстоятельство не нарушает тождественности между электрическими моделями и негравитационным течением той же самой геометрической формы, включающими в себя вертикальные скорости, если только граничные условия для последних выражены в значениях потенциала скорости. Однако электрические модели гравитационного течения конструируются не так легко. Отсутствие априорного знания формы своj|/r $ бодной поверхности оставляет соответ^ -"™ ствующую границу электрической модели не установленной. Так как электрический ток нельзя подвергнуть воздействию такой постоянной внешней массовой силы, как сила тяжести, он пересечет в итоге всякий проводник, в котором протекает, и граничные линии тока будут всегда совпадать с физическими контурами модели. Поэтому свободная поверхность в электрической модели должна быть искусственно введена в систему изменением физи*-ЛЛЛЛЛЛЛЛЛЛЛЛЛЛЛ\г-"'* ческих контуров проводящей модели. Хотя ее точная форма заранее не известна, Фиг. 107. Электрическая схема само определение поверхности налагает тока для экспериментов на мо- условие, что потенциал вдоль нее должен дели гравитационного течения: изменяться линейно с изменением коорди7 — зонд потенциала;

Pages:     | 1 |   ...   | 3 | 4 || 6 | 7 |   ...   | 12 |



© 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.