WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 |   ...   | 4 | 5 || 7 | 8 |   ...   | 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 6 ] --

2 — делитель наты, соответствующей вертикальной копотенциала. ординате течения жидкости. Отсюда если только геометрическая форм а свободной поверхности на модели будет вырезана опытным путем так, что выполнится это условие, а также будут удовлетворены остальные граничные условия, то внутреннее распределение потенциала и линий тока будет совершенно таким же, как если бы свободная поверхность развилась автоматически в результате воздействия реальной массовой силы, например, силы тяжести. Схема распределения электрического тока в моделях, сконструированных1 для изучения фильтрации воды через плотину с вертикальными ребрами, показана на фиг. 107, где AEDF представляет собой пластину высокого сопротивления, тождественную проницаемому сечению плотины. R. D. W y c k o f f and D. W. R e e d, Physics, 6, 395, 1935. Фиг. 108-П1 также взяты из этой работы, которая содержит полностью все детали техники эксперимента, применявшейся в этих электрических моделях, Более раннее изучение гравитационного течения, основанное на электрической аналогии, было сделано С. G. Vreedenburgh and О. Stevens (De Ingenieur, 48, 187, 1933), которые применили для этой цели электролитические модели. Однако эти авторы должны были принять, что формы свободной поверхности заранее очертаны предварительными экспериментами на песчаных моделях. Более того, изменения потенциала вдоль поверхности фильтрации были приняты в расчет ими только приблизительно.

Глава VI. Гравитационное течение Высокое сопротивление необходимо для уменьшения потери тока через пластину, а отсюда и пертурбации линейного распределения потенциала вдоль BF, которая представляет часть поверхности стока над уровнем вытекающей жидкости. Более того, пластина должна быть изготовлена из такого материала, который можно легко вырезать с целью найти свободную поверхность DC. Эти оба требования удовлетворяются изготовлением пластины из листа плотного бристольского картона, политого 12—20 раз графитовой коллоидной жидкостью, например „ аквадагом". Однородность покрытия испытывают совершенно свободно электрическим путем, начертив распределение потенциала между двумя параллельными электродами с постоянным потенциалом и равной длиной, расположенными вдоль противоположных краев первоначально прямоугольного листа картона. Соответствующие граничные условия устанавливаются следующим путем. Поверхность поглощения с постоянным потенциалом дается высокопроводимым электродом ED, на котором поддерживается потенциал ег, а поверхность стока с постоянным потенциалом—электродом АВ при потенциале е2. Отношение ABJED равно hwjhe- Отношение AEjED имеет значение Ljtle. Полоска сопротивления кладется вдоль остальной части BCF на поверхности стока. На оконечностях поддерживаются потенциалы е% и ег. Так как сопротивление полоски вдоль BCF гораздо меньше, чем у листа AED, ток в первой намного превосходит значение его в последнем. В результате этого изменение потенциала вдоль BF остается близко к линейному, соответствуя, таким образом, постоянному давлению поверх АВ. Конечный этап в создании модели заключается в вырезывании левого верхнего угла DFC таким образом, что потенциал в любой точке вдоль DC будет изменяться линейно с расстоянием этой точки поверх АЕ. Это достигается лучше всего регулированием формы CD так, чтобы оконечности одинаково расположенных эквипотенциальных линий на CD имели проекции на CF, расположенные на равном расстоянии. Укол, сделанный сравнительно острой иглой, дает удовлетворительную пробу потенциала. Поскольку форма CD была установлена, распределение потенциала может быть начерчено внутри контура ABCDE совершенно так же, как и в любой другой электрической модели. Линии тока можно построить как линии, ортогональные эквипотенциальным кривым. Можно определить также расход тока в системе измерением его через счетчик с делителем, потенциала в разомкнутой цепи. Если величина тока составляет / для падения потенциала е2—е1 и если удельное сопротивление пластины <у, то расход в соответствующей плотине с проницаемостью к будет:

ЬП(Пе-К) _g.

(1) На фиг. 108—111 показано распределение потенциала и линий тока, полученное указанным методом на электрических моделях плотин с вертикальными и наклонными фасами. Фиг. 108 воспроизводит плотину, относительные размеры которой для АВ, АЕ и ED соответствуют величинам того случая, который был аналитически обработан в гл. VI, Часть II. Установившееся течение жидкостей п. 5, и дает хорошее подтверждение применимости электрической модели для решения этих проблем, так как геометрическая форма свободной поверхности и высота ВС превосходно согласуются со значениями, подсчитанными в гл. VI, п. 5 (фиг. 103). f Более того, распределение скорости вдоль ED и АС, а также распределе 0,9 0.8 0.7 0. ил 0.3 0.2 0.1 О h 0,4 0,6 0,81, 0 0,2 0, А Ofi 0t7 0,8 0$ 1, Фиг. 108. Распределение потенциала и линии тока в плотине с вертикальными фасами, соответствующее случаю, изображенному на фиг. 103, и полученное из экспериментов с электрическими моделями (по Вайкову и Риду).

Фиг. 109. Распределение потенциала и линии тока в плотине с вертикальными фасами и нулевым уровнем жидкости на стоке, полученное из экспериментов на электрических моделях (по Вайкову и Риду).

ние потенциала вдоль ЕА, которые приводятся на фиг. 108, близко совпадают с соответствующими величинами на фиг. 103.

f П о r> •-•-m.J-J.-^—».

» •.

• w • f ••••••• • • ш.....

п и» О 0,10,20,30^05 0,6 0,7 0, 0,9 0,95.

0.99 0Щ Фиг. 110. Распределение потенциала и линии тока в плотине с фасами, имеющими наклон 30°, полученное из экспериментов на электрических моделях (по Вайкову и Риду).

Фиг. 109 дает распределение потенциала и линии тока для плотины с вертикальными фасами и исчезающе малым уровнем вытекающей жидкости. Размеры приблизительно пропорциональны соответствующим величинам случая VI (табл. 11), (гл. VI, п. 5). Распределение потен Глава VI. Гравитационное течение циала и линий тока для плотин с ребрами, наклоненными под углами 30 и 45°, показано на фиг. 110 и 111. Следует заметить низкие градиенты в пяте Е, а также перегибы свободной поверхности. В то время как теоретически предсказанные нулевые значения скорости в Е оказались (гл. VI, п. 1), таким образом, подтвержденными бесконечно большие скорости, которые следует ожидать в носке плотины А, должны, очевидно, густо концентрироваться вблизи Л, так как даже последняя из эквипотенциальных линий, начерченных на фиг. 110 и 111, не дает практически никакого намека на достижение бесконечно больших скоростей в Д.

ю 0, OQJQ2030,bOJ5 Off OJ 0. 0. а$ f,o t Фиг. 111. Распределение потенциала и линии тока в плотине с фасами, имеющими наклон 45°, полученное из экспериментов на электрических моделях (по Вайкову и Риду). Следует заметить, что приведенные здесь примеры приложения метода электромоделирования для изучения гравитационного течения включают в себя достаточно идеализированные проблемы фильтрации воды через плотины. Однако этот метод практически неограничен в своих рамках. Нельзя только создать моделей, имитирующих плотины с центральной водонепроницаемой сердцевиной, но двухразмерные системы, содержащие участки различной проницаемости, могут прекрасно обрабатываться по этой методике. Водонепроницаемые участки могут имитироваться вырезыванием из проводника пластины фигур, геометрически подобных водонепроницаемым участкам. Влияние же изменения проницаемости можно изучать, изменяя число покрытий графитом, нанесенных на различных частях модели. 7. Соответствие некоторых точных решений уравнения Лапласа для гравитационного течения. Методы Гопфа, Трефтца и Гамеля, непосредственно направленные на изучение проблем гравитационного течения, приводят к решениям для систем с заранее установленной геометрией. Однако трудность выполнения полного необходимого анализа до самого конца является серьезным ограничением их общего приложения к различным частным задачам1. Поэтому некоторым оправданием Следует заметить, что трудности реализации конформного отображения плоскости годографа зависят всецело от аналитического метода. Поэтому с практической точки зрения можно получить существенные характерные стороны решения, делая преобразование графическим путем (F. Weinig and A. Shields, Wasserkraft und Wasserwirtschaft, 31, 233, 1937).

Часть II. Установившееся течение жидкостей явится, если рассматривать не только приближенные методы математической обработки поставленных задач, но вначале даже более примитивные способы построения типового распределения потенциала, а затем уже оценивать, соответствуют ли они системам, имеющим практический интерес. Последняя процедура обладает тем достоинством, что она по крайней мере, обеспечивает точное решение проблемы потенциала, если даже геометрия соответствующей физической системы не идентична с рассматриваемой. Поэтому вначале будут показаны типовые примеры таких решений 1. Так как приводимые здесь решения будут все представлены сопряженными функциями, получающимися в результате выделения из комплексной переменной функции ее действительной и мнимой части, то по необходимости эти решения будут относиться к двухразмерным системам (гл. IV, п. 8). Будет удобным также принять давление над свободной поверхностью равным нулю и к или kyg/jic равным 1, так что условие, которое удовлетворяется Ф вдоль свободной поверхности, будет Ф = ут а) Т е ч е н и е с линейной Фиг. 112. Плоское линейное течение в о д н о й п о в е р х н о с т ь ю. Наиболее простым случаем изображения под действием силы тяжести. с помощью комплексной переменной гравитационного течения является тот, где рассматривается течение в бесконечно распространяющемся наклонном слое, не нарушенном источниками или стоками2. Согласно обозначениям на фиг. 112 соответственная зависимость выразится: так что О) ф = (х cos д + у sin в) sin в + h cos О — x sin 04-У cos 0) sin (2) (3) Тогда очевидно, линия тока представит собой водонепроницаемое ложе и выражение ^ = Q =/z sin 0;

y = xtg6 + hsecd (4) — верхнюю поверхность. Это есть выражение для свободной поверхности, которая получается из подстановки уравнения (4) в (2), что дает, как и следует ожидать, Ф-у. (5) Решения, приведенные здесь, взяты из работы J. Kozeny in Wasserkraft und Wasserwirtschaft, 26, 28, 1931;

см. также В. В. Ведерников, там же, 29» 128, 2 1934. Это положение уже применялось при обработке задачи Гопфа и Трефтца [уравнение (2), гл. VI п. 2].

Глава VI. Гравитационное течение б) П а р а б о л и ч е с к а я свободная поверхность.

271 Полагая?

x + iy = z-±c* и выделяя действительную и мнимые части, получаем:

(б) х—^(Ф*-Я«);

У-™.

Поэтому линия тока 4s = Q является свободной поверхностью: = 0, (7) (8) что соответствует выражению для параболы с фокусом в начале координат. Положительная ось х-ов соответствует водонепроницаемому основанию (фиг. ИЗ), в то время как отрезок ее от начала координат до х = — QJ2 является поверхностью нулевого потенциала. За исключением пористой среды, расположенной вправо от оси у, система должна приближаться к физическому явлению фильтрации через очень толстую плотину. Наличие среды вправо от оси у, повидимому, уменьшает суммарный расход Q от той величины его, ч о т> проходит через соответствующую плотину. Действительно, полагая, что на большом расстоянии L высота свободной поверхности и напор жидкости — he, из уравнения (8) следует, что Q можно получить из следующего выражения:

(/§ ) (9) которое всегда будет меньше, чем h\\2L—выражение, найденное в гл. VI, п. 5, для того, чтобы воспроизвести почти точно фильтрацию через плотину с нулевым напором вытекающей жидкости. Как это и следует ожидать, для малых значений hejL уравнение (9) очень тесно сближается с (16), гл. VI, п. 5 при (/?„,=()), так как излишнее количество пористой среды на поверхности стока (фиг. 113) должно принять малое значение по сравнению с основной массой плотины, по мере того как возрастает мощность последней. Следует заметить, что любую параболическую линию тока 0 < / < Q можно рассматривать как границу течения, не изменяя свободной поверхности, которую дает уравнение (8). в) Д р е н а ж и з к а н а в. Следующее выражение дает несколько иной тип связи комплексной переменной. Оно приводит к системам со свободной поверхностью, соответствующей фильтрации воды из канав:

па> f> (Ю) (И) так что х= _ я Д cos f +«?+-§§ лф у= -Hesin~ Часть П. Установившееся течение жидкостей Так как +У берется здесь направленным вниз (фиг. 114), потенциал сбудет (к//х) (р— ygy), и условие для линии тока W = const, которая явится свободной поверхностью, будет: ф == — у (где kygl/i == 1). Две линии тока!^ = 0,—Q являются, очевидно, линиями тока свободной поверхности и определяются специальными кривыми:

пу = -Не о" (12) l~Q.

ч\\\\\\\\\\\\\\\ \\\\\\\\\\\\\\\\ Фиг. 113. Гравитационное течение с параболической свободной поверхностью (по Козени).

/ — плоскость г.

Фиг. 114. Фильтрация из канавы со свободной поверхностью, ограниченной вертикальными асимптотами (по Козени).

которые будут симметричными относительно оси у. Геометрическая форма канавы, вдоль которой Ф = 0, дается выражением:

(13) Отсюда ширина канавы (14) в то время как ее максимальная глубина — Н. Максимальная ширина поверхности жидкости, просачивающейся в пористую среду, будет г> LJJL=== О I у! ft == ct л у=оэ V D i ОД D -\- Ctii • f1 ^ А<М \ */ Разумеется, полученные таким путем простые выводы могут быть ^приложены, если только геометрическая форма канавы принадлежит к семейству, установленному уравнением (13), и пористая среда имеет очень большую мощность, так что жидкость будет сохранять неопределенно долго свою вертикальную, направленную вниз фильтрацию. Небольшие отклонения в форме канавы от уравнения (13) не будут сами по себе создавать серьезных ошибок в случае пользования уравнениями (14) или (15). Однако допущение бесконечной мощности пористой среды вполне определенно ограничивает область применения этих формул случаями, где водяное зеркало грунтовых вод лежит на большой глубине под основанием канавы. Во многих практических слу Глава VI. Гравитационное течение чаях вода, просачиваясь из канав вниз, достигнет нормального уровня грунтовых вод на сравнительно небольшой глубине, заставляя при этом линии тока принимать скорее горизонтальное, чем вертикальное, направление. Несколько отличное приближенное решение задачи, особенно для проблем последнего типа, дается следующим отношением комплексной переменной:

пса что эквивалентно х^Не (17) у= В данном случае две симметричные линии тока свободной поверхности, Ф = 0, — Q даются выражением: • r== —He® ~ (18) Отсюда нарастание с глубиной происходит логарифмически, в зависимости от увеличения расстояния от канавы (фиг. 115), в то время как в случае уравнения (12) свободная поверхность достигает вертикальных асимптот, по мере того мере как она приближается к расстоянию Q/2 от центра канавы. Геометрическая форма канавы (Ф = 0), соответствующая уравнениям (16) и (17), определяется равенством: Фиг. 115. Фильтрация из канавы с радиально распространяющейся свободной поверхностью (по Козени). ( х—| (19) так что ее максимальная глубина будет //, ширина ее определяется выражением Q (20) Таким образом, и в данном случае знание ширины и глубины канавы даст величину расхода фильтрации из нее при условии, что ее геометрическая форма определяется уравнением (19) К На фиг. 116 показана геометрическая форма канав и предельная свободная поверхность для двух уравнений (10) и (16) при Я = 1 и В = 8. В обоих случаях форма канав несколько отлична друг от друга. Вместе с тем основное различие между соответствующей им свободной поверхностью и характером течения не следует относить к различным формам канав. Следует заметить, что уравнение (19) с внешней стороны идентично (13). Однако для решения (19) относительно х следует взять положительный радикал 2 2 У Н ~у, в то время как в (13) для нахождения х следует принимать отрицательные значения этого радикала.

Часть II. Установившееся течение жидкостей Основные свойства течения, например, общая природа свободной поверхности и расхода через систему, определяются в значительной степени скорее граничными условиями, чем тщательным изображение?.* геометрической формы граничных поверхностей '. Хотя для обоих уравнений (10) и (16) было принято допущение, что пористая среда имеет в действительности бесконечную мощность, эти уравнения предполагают резко отличные У типы распределения потенциала на больших глубинах о от поверхности. Так, из уравнения (11) следует, что Чпотенциалы на больших глубинах представлены горизонтальными параллельными о линиями о i -ч?

-ГО - - -4- 1tf 8! Фиг. J16. Свободная поверхность, получившаяся в результате фильтрации из канав при особых условиях:

•у.

(21) Это выражение представляет, очевидно, эффективное свободное падение фильтра1 — форма канавы и свободной поверхности, определяемая уравнением ( И ), гл. VI, п. 7;

J/ — форма ционной жидкости под дейканавы и свободной поверхности, определяемая уравнением (17), гл. VI, п. 7. ствием силы тяжести как вертикальной водной поверхности, ограниченной вертикальными асимптотами, как это показано свободной поверхностью на фиг. 116. С другой стороны, для уравнения (16) эквипотенциальные линии на больших глубинах даются выражением: Ф 0_, * 2л Я (22) Поэтому течение на больших глубинах должно быть радиальным, давая объяснение этим боковому растеканию свободной поверхности для случая, изображенного на фиг. 116. Более того, потенциал вдоль д у 71 In -И оси у, ~ будет по вполне понятной причине больше соответт ствующей ему величины на той же самой глубине вдоль свободной поДальнейшие примеры систем, определяемых уравнением (11), можно найти в работе В. В. Ведерникова. 2 Разумеется при аналитическом методе, примененном в настоящем случае, истинное поведение свободной поверхности и распределение потенциала на больших глубинах (см. уравнения 21 и 22), несомненно, зависят от геометрической формы канавы. Уравнение (13) дает форму канавы, которая имеет перегиб и выпуклую поверхность вблизи у ~ 0, давая, таким образом, начало вертикальному асимптотическому падению для свободной поверхности, в то время как уравнение (19) сообщает канаве профиль, который является везде вогнутым, со свободной поверхностью, имеющей тенденцию к радиальному расширению (фиг. 116). Однако ясно, что при решении проблемы в целом, где характеристика граничных условий была установлена с самого начала, может быть принят любой тип асимптотического поведения. Уравнения (21) или (22) могут быть получены при этом вне зависимости от геометрической формы канавы.

Глава VI. Гравитационное течение верхности * — у. Эта разница обеспечивает значение падения потенциала для горизонтального перемещения, наложенного на свободное вертикальное падение. Уравнение (16) со своим усложнением (22) дает возможное течение. Вместе с тем его можно рассматривать только как грубое приближение к действительной проблеме фильтрации, где свободная поверхность, а также промежуточные линии тока должны стать асимптотами к горизонтальной или наклонной линии, представляющей собой нормальный уровень грунтовых вод. Такое же положение возникает, когда течение фильтрующейся воды происходит действительно в вертикальном направлении к глубоко залегающему водяному зеркалу или же к весьма проницаемому слою, несущему водяное зеркало, через кот рое просачивающаяся вода только капает, пока она не ударится о поверхность водяного зеркала (см. следующий параграф). Геометрическая форма свободной поверхности может быть несколько видоизменена вблизи канавы так, чтобы получить перегиб, принимая линейную комбинацию 2 [уравнений (10) и (16)], а строго горизонтальная асимптота (у — у0) для свободной поверхности может быть получена прибавлением к уравнению (10) или (16) члена s i n f t - ~ ( 0 + i l F + yo) Эго суммирование дает распределение потенциала на больших глубинах по типу свободного [уравнение (21)] или искусственно радиального падения согласно уравнению (22). Это обстоятельство не дает возможности построить с самого начала такую зависимость сопряженной 'функции, которая дала бы соответствующие физические вариации распределению потенциала для всех типов и проблем фильтрации, встречающихся на практике. Однако приведенные выше примеры должны служить по крайней мере указателями природы косвенных методов нахождения решений проблем течения, так же как и возможностей установления и ограничения их применимости 3. Более высокие значения Ф вдоль оси у для данного случая объясняют также, почему здесь значение расхода меньше, чем по уравнению (10) [уравнения (15) и (20)], если даже средняя ширина заполненной жидкостью среды гораздо больше по сравнению со случаем дренирования свободным падением. 2 См. работу П. Немени (P. Nemenyi „Wasserstromungslehre", p. 201). 3 Если обратить внимание, что для простого случая кругового сечения канавы и фильтрации по вертикальной поверхности (фиг. 116) прямое решение уравнения Лапласа дает.

где а—радиус канавы, то становится очевидной трудность получения распределения потенциала со свободной поверхностью прямым решением уравнения Лаплиса. (N. К- Bose, Mem. Punjab Irrigation Res. Lab., Lahore, 2, № 1, 1929;

а. также V. I. Vaidhianathan, H. R. Luthra and N. K. Bose, Proc. Ind. Acad. Sci., 1, 325, 1934). Эти решения дают вертикальные асимптоты для линий тока W~const, но ни одна из этих линий тока не представляет собой свободной поверхности. Определение трансцендентных функций 2 Ф(х, у), 2Ч*(х, у), которые удовлетворяют условиям уравнения (13) из решения р Ф = 0, p !F=0, в отдельности, без помощи метода комплексных переменных создаст, очевидно, наиболее невыполнимую задачу.

Часть II. Установившееся течение жидкостей 8. Фильтрация воды из каналов и канав в песчаники с глубоко залегающим водяным зеркалом* Более непосредственным методом решения проблемы фильтрации воды из каналов и канав в песчаники с глубоко залегающим воцяным зеркалом (фиг. 117), который отличается от уже рассмотренного в гл. VI, п. 7, является с. D способ, почти схожий с методом Гопфа и Л / X н у\* "* Трефтца, описанным нами в гл. VI, п. 2. А / ! 1\\\Р\. \ Применяя и в этом случае последовательные преобразования комплексной переменной, устанавливаем совершенно точно последовательный ряд распределений потенциала и линии тока. При этом соответствующий профиль канавы или канала находится только в конце Фиг. 117. Фильтрация из р е ш е Н и я х. Чтобы продемонстрировать этот меканавы в песчаники с глу- v ^ * Л, „ Л „ тод мы боко залегающим водя> Разберем сначала случай, где высоконым зеркалом (по Ведер- проницаемый слой гравия, содержащий зеркало никову). воды, залегает действительно на бесконечной глубине, ниже поверхности канала. Путем, аналогичным введению комплексной переменной Гопфом и Трефтцом [уравнение (4) гл, VI, п. 2], вводится переменная:

= — z — i(0-i-iW—И);

O^ (1) где Н — уровень жидкости в канале. Принимая у, имеющее направление вниз, и к для простоты за единицу, становится ясным, что вдоль свободной поверхности гравитационного течения 62 = Н, в то время как вдоль основания канала АС 62 = 0, атмосферное давление принимается равным нулю. Примем, что стороны канавы CD и АЕ имеют такую геометрическую форму, что вдоль них д имеет постоянное значение Сг и С2, определяемое точками D и Е. Отображение (фиг. 117) на плоскость т будет соответствовать поэтому фиг. 118. В плоскости co = 0-\-iW граница GDCAEF будет, очевидно, отображаться на бесконечную полосу, показанную на фиг. 119. Отображая обе плоскости т и со на действиАнализ этого, а также последующего раздела сделан В. В. Ведерниковым. Влияние капиллярных явлений на проблему фильтрации из песчаников рассматривается им же в работе, опубликованной в том же журнале 30, 245, 1935. В более поздней работе (Zeitschr. angew. Math. u. Mech., 17, 155, 1937) Ведерников рассматривает проблему фильтрации воды из каналов приложением преобразований инверсии плоскостей годографа, которое исключает круговые отрезки и приводит к треугольным прямолинейным диаграммам. Последующим конформным отображением последних с помощью обычных преобразований Шварца-Кристоффеля на вспомогательные плоскости Ведерников дает возможность рассматривать случаи, где профиль канала имеет заранее установленную прямолинейную траяецоидальную форму. Тем не менее числовые результаты отличаются весьма незначительно от показанных в настоящем разделе для криволинейных профилей. С другой стороны, можно отметить, что оба метода Ведерникова могут быть приложены к настоящей задаче только потому, что отсутствуют поверхности фильтрации.

Глава VI. Гравитационное течение тельную ось плоскости С = •+• Щ помощью феля, причем соответствия будут:

теоремы Шварца-Кристо —1;

легко установить, что (2) (3) о =г^ О sss Co Sin А F F Q И \ t С D Ш Фиг. 118. Отображение фиг. 117 на плоскость т. Фиг. 119. Отображение фиг. 117 на плоскость со.

Чтобы определить константы в этих преобразованиях, в D, где С = + 1:

заметим, что т^ = Q В 4-/Я==С, /* О ^ / 4 = C,sta-M = f C ;

где /С и /('—комплексные эллиптические с модулями к*, } А —к*2. Отсюда:

интегралы первого порядка » Q-—-B К (5) Далее в С, где й) = Ф + Г так, чего,* Г4.

I + 4 Л = ^- sin-1 л*.

2 2/ л.

• О п (Q y^.

в ^-v I r\ = cos и птИ 2ИК (6) cos-Ч-* Часть II. Установившееся течение жидкостей где & —ширина основания канала и 1/т — средний наклон ее сторон в рассуждении, что т = (В— b)j2H. Уравнения (3;

и (4) совместно с уравнением (1) дают распределение потенциала и линии тока так же, как и связывающую их геометрическую форму свободной поверхности. Расход дается уравнением (6), подсчеты выполняются более свободно, беря QjH, Сначала по уравнению (6) рассчитывается величина связующего А:*, затем определяется значение В'/Н, которому соответствуют значения QjH на основании второго уравнения (6). Несколько /6 таких кривых для различных зна( 'О //, // / rn - /.

/ • • • О 10 12 6/h Фиг. 12J. Профили канала или канавы и их свободная поверхность для фильтрации в песчаники с глубоко залегающим водяным зеркалом.

/—профиль согласно гл. VI, п. 8, b — 2, QjH ~ 9,68;

II — профиль согласно гл. VP п. 7, уравнение (13) гл. VI, п. 7;

QfH = 10,0;

III — профиль согласно гл. VI, п. 8, Ь = 5, QIH — 10,8;

В — общая ширина по верхней кромке свободной поверхности;

Н — максимальная глубина свободной воды;

Ь —• ширина плоской части основания (для I и J I I случая);

В\Н =•• 8 для всех случаев;

к — I.

Фиг. 120. Изменение расхода фильтрации Q из каналов или канав,- утекающего в глубоко залегающие песчаники, согласно уравнению (6), гл. VI, п. 8:

В — общая ширина канала или канавы по верхней кромке свободной поверхности;

Н — макс имальная глубина свободной воды;

m = (В — Ь) I 2H;

Ь — ширина плоской части основания. Пунктирная кривая дает величину _Q согласно уравнению (14), гл. VI, п. 7;

к принимается равным 1.

чений / 2 приведены на фиг. 120 х. Максимум или асимптотическую 7 ширину поверхности просачивающейся вниз воды, как и следует ожидать, легко найти из следующего выражения:

Вi — 2 Xy_ oo s=Q=D-f 2НК К' Следует помнить, что при численных выкладках для сохранения размерности между расходом Q и длинами, например В, необходимо умножить последние на к, которое принимается здесь за единицу. Следует заметить, что выражение для расхода, приведенное здесь [уравнение (6)], отличается от соответствующей величины, найденной боКривые Ведерникова дают только зависимость BJH по отношению К/К' и все же требуют приложения второго из уравнений (6) для получения значения Q/H.

Глава VI. Гравитационное течение лее простым анализом (гл. VI, п. 7), т. е. уравнением (14), гл. VI, п. 7, только множителем /С/К'. Так как эта величина может быть больше мли меньше единицы I так как - ~ - < и л и > 4 т\, профили канала или канавы, выполненные на основании теории настоящего раздела*, будут терять больше или меньше воды путем фильтрации по сравнению с соответствующими значениями, исполненными согласно уравнению (13), гл. VI, п. 7 К На фиг. 121 ясно показано, что эта разница в значении Q обязана в действительности различию в профилях канала или канавы. На фиг. 121 начертаны профили дренажных поверхностей одной и той же ширины (?;

== 8) и глубины (//=1), но с различной геометрической формой сторон, соответствующей в одном случае (//) уравнению (13), гл. VI, п. 7, а в двух других случаях уравнением (3) и (4). Кривая / приведена для случая т = 3, а кривая /// — для /я = 1, 5. Соответствующие значения Q : 9,68;

10,0 и 10,8 показаны для случая /, // и ///. Порядок величин этих расходов укладывается, как это следует ожидать, в значение средней глубины профилей, ниже верха свободной поверхности. Чем больше эта средняя глубина, тем меньше будет действительное сопротивление песчаника, которое должна преодолеть фильтрующаяся вода при суммарном падении потенциала в Н единиц. 9. Фильтрация воды из каналов или канав в песчаники, которые подстилаются высокопроницаемыми гравийными ложами на малых глубинах. Когда глубина подстилающего высокопроницаемога гравийного ложа, содержащего зеркало воды, сравнима по размерам с каналом или напором жидкости в нем, анализ последнего раздела должен быть слегка изменен. Так как рассматриваемое гравийное ложе обладает более высокой проницаемостью по сравнению с осадочными образованиями, расположенными над ним, и может пропускать гораздо большее количество жидкости, чем последние могут ему обеспечить, то вода, которая просачивается в гравийное ложе, будет попросту капать в последнее и в виде струи капель ударяться о зеркало воды. Давление в кровле гравийного ложа может быть тогда принято равным атмосферному. Значение в2 вдоль поверхности FG (фиг. 117) будет поэтому //, как это имеет место вдоль свободной поверхности, и фиг. 118 для плоскости т не изменится, за исключением того, что точки FtG будут отделены и лягут вдоль ED на равных расстояниях от оси 0 2. Отображение плоскости т на плоскость f будет дано тогда снова уравнением (3), гл. VI, п. 8. Однако диаграмма на плоскости со изменится теперь в прямоугольник (фиг. 122). Обозначая точки на действительной оси плоскости С, на которой точки G, F отобразятся на основании уравне Ведерников, повидимому, исключает эсе случаи, для которых К/К'<Л, и объясняет излишек (для К/К'>1) расхода сверх величины, что дается уравнением (14), гл. VI, п. 1, истечением через трещину (аналитически „щель"! в профилях у точек С и А. Однако основание для заключения, что уравнения (3) и (4) предполагают наличие щели в точках С и А не ясно. Фиг. 118 и 119 дают непрерывное отображение AC, CD и ЛЕ, так как | | в уравнениях (3) и (4) пересекает значение к*.

Часть II. Установившееся течение жидкостей ния (3), гл. VI, п. 8, через ^ 1/а, конформное отображение фиг. на плоскости f (фиг. 123) определяется отношением:

Константы (? х ;

G 2 ;

а и / : * где = 1, уравнения (1) и (3), определяются из следующего: в гл. VI, п. 8, дают:

Фиг. 122. Отображение фиг. 117 для конечной глубины до FG н?_ плоскость со.

7 — плоскость со.

15 В/И Фиг. 124. Изменение расхода фильтрации Q с шириной каналов или канав, расположенных над неглубоко залегающими слоями гравия:

В— общая ширина по верхней кромке свободной поверхности;

Н — максимальная глубина свободной воды;

Т— глубина гравийного слоя ниже верхнего уреза свободной воды;

m (В—Ь)/2Я;

b — ширина плоской части основания;

к = I.

'I Плоскость А О С к* D / //ы Фиг. 123. Отображение фиг. на плоскость. где а, к*—модули что авG так что эллиптических интегралов. В С, где С = к* следует,, a), (3) 27 Kf (a) Q "" K{a) ' Решая эти уравнения относительно Q, находим, 1 F (sinF К (а) (4) что (5-) Глава VI. Гравитационное течение Чтобы рассчитать по этим уравнениям значение Q как функцию В,. Н и Т для данного т, можно начать с допущения зависимости Q/T и получить значение а из уравнения (4). Затем определяется к* из первой части уравнения (5) после установления величины Q/H и, наконец, В/Н из второй части уравнения (5). На фиг. 124 показаны исчисленные таким путем несколько кривых зависимости Q/H по отношению к В/Н. Как и следует ожидать, видно, что расходы фильтрации через ложе конечной толщины, как это дается уравнением (5), превосходят соответствующие величины для фильтрации через ложе бесконечной толщи, исчисленные в предпоследнем разделе. Этот излишек становится особенно велик, когда глубина Т достигает порядка Н. 10. Приближенная теория фильтрации воды через плотины с наклонными фасами. В гл. VI, п. 6 было показано, что распределение потенциала в плотинах с наклонными фасами может быть почти точно получено с помощью электрических моделей, после экспериментального вырезывания верхнего контура, имитирующего свободную поверхность. При этом каждая модель дает результаты только для единичного напора поглощаемой жидкости, напора вытекающей жидкости и наклонов поверхностей поглощения и стока. Для получения данных в табличном или графическом виде, который бы охватывал широкую область изменения этих переменных, потребовалась бы весьма трудоемкая и очень длительная экспериментальная работа. Поэтому представляет собой некоторую ценность иметь в своем распоряжении такой ме* тод подсчета, который, будучи даже приближенным, даст правильный порядок величины расхода и может быть выполнен для какого-нибудь специфического случая без затраты ненужного труда. Такой метод был разработан Дахлером *, где поверхность поглощения, основная масса и поверхность стока плотины рассматриваются путем различных приближений как отдельные системы. Затем они объеD a c h l e r, R, Die Wasserwirtshaft, G. 37, 1933;

также стр. 41, 1934, Учитывая большое значение точного местонахождения оконечности J (фиг. 125) свободной поверхности на поверхности стока, с точки зрения стабильности, можно упомянуть, что для нулевых уравнений стока жидкости была предложена Казагранде [(Die Bautechnik, 15, 1934) приближенная формула для установления положения J, которая получила экспериментальное подтверждение для значений /?<;

90°. Эга формула дается следующим выражением: у0 = m sin р — y^m2 sin2 p — где у0 — высота J над основанием плотины, m — длина свободной поверхности плюс расстояние JI, для которого должно быть принято особое приближение, и W — суммарный напор жидкости на поверхности поглощения. Казагранде (Journ. New. Eng. Water Works Assoc, 51, 131, 1937) разработал кривые, дающие y0 как функцию р и Н для всех значений р. Они были получены из сравнения значений у 0, которые даются параболой Козени [уравнение (8) гл* VI, п. 7] для свободной поверхности, с величинами, непосредственно вытекающими из" прямого графического решения для сетки эквипотенциальных линий и линий тока. Разность между этими двумя решениями дает построение ее как функции р и И. В последней работе можно найти также большое количество практических замечаний, относящихся к проектированию земляных плотин, основанных на гидродинамике проблем фильтрации, также как и много иных полезных замечаний для построения и графических решений проблем течения, включающих свободную поверхность в изотропной и анизотропной среде.

Часть II. Установившееся течение жидкостей диняются вместе условием, чтобы расходы через каждую систему в отдельности были равны и чтобы напоры жидкости были неразрывны, переходя из одной области в другую. На фиг. 125 поглощающая часть системы берется, ограниченная контуром ABDC. Поток через эту область подсчитывается с помощью преобразования сопряженной функции, соответствующей клину с углом а, ограниченного с одной стороны линией тока AD, а с другой стороны эквипотенциальной линией АВ\ ВС принимается лиФиг. 125. Свободная поверхность в плотине с наклонными фасами (по Дахлеру). нией тока системы, кото7 — свободная поверхность.

рая у ХОДИТ В В.

П р и ЭТОМ поправку в тот факт, что свободной поверхности. Если а = л;

/2п, где п—целое число, то соответствующее преобразование комплексной переменной будет: где для удобства потенциал скорости заменен напором жидкости Н. Типовые эквипотенциальные линии и линии тока для л = 3 показаны на фиг. 126, где не делается попытки внести в данном случае отсутствует линия тока Величина эквипотенциальной линии С, ограничивающей эту область, вышеуказанной процедурой не установлена заранее, Однако выбор ее может быть сделан вполне определенно из условия 2, что потеря энергии трения при прохождении жидкости через ABCD должна иметь то же значение, что и проходя через ABE, Эта потеря энергии, испытываемая жидкостью, проходящей между двумя линиями тока7 разделенными Дф, против перепада напора жидкости АН, будет:

(3) Фиг. 126. Приближенное распределение потенциала и линии тока вблизи поверхности стока плотины с наклонными фасами (30° наклона), (по Дахлеру).

где у—плотность жидкости, a g ~ ускорение силы тяжести. Отсюда поставленное выше условие становится тождественным требованию, чтобы ВС и DE имели ту же самую площадь в плоскости (Я, Ф). Принимая длину ЕВ за единицу, значение Ф в точке В из уравЭто условие не имеет физического значения и выбрано только для удобства, так как оно позволяет сблизить подсчет потока вправо от BCD с той величиной, что находится вправо от БЕ и с тем же самым средним напором жидкости вдоль BE, что и вдоль BCD.

Глава VI. Гравитационное течение нения (2) или же его эквивалента для других значений л и продолжая линию В'С в плоскостях (Н, Ч*) (фиг. 127) так, что площадь B'C'F' равняется площади F'D'E', можно свободно получить соответствующее значение Н для CD. Результирующая проводимость ABCD, являющаяся А'В' отношением -птгр" (фиг. 127), устанавливаемая этим путем, может быть выражена функцией угла а из следующего выражения:

Этот вывод находится в полном согласии со значениями, найденными путем непосредственных экспериментов. Следует заметить, что ЛИХ в уравнении (4) относится к падению потенциала только на участке ВС свободной поверхности. Течение в плотине вправо от BE делится тогда ' в \ \г к С* В D1 ' А Фиг. 127.

V Е'А' _ i D'> е- Графическое определение ег в уравнении (4), гл. VI, п. 10 (по Дахлеру).

на две части. Первая часть от BE до КЪ, заключенная в основной массе плотины, рассматривается имеющей по существу линейный характер (фиг. 125). Расход относится к потере напора жидкости АИ2 и выражается :

Q=^4~i, (5) где Нт— средняя высота свободной поверхности вдоль С К и /—расстояние EL. Для получения характеристики течения от KL до поверхности стока прибегают к экспериментам на модели. Точка К для несомненности выбирается на пересечении между фактической свободной поверхностью и линией GK, проведенной от носка плотины под наклоном @, равным двум третям поверхности стока (фиг. 128). Такие эксперименты на модели, выполненные с вертикальными поверхностями поглощения КХ и углами /? = 30, 45 и 60° для различных значений ДН3/Н3 (фиг. 128), показали для количества Q данные, указанные точками на фиг. 129.

В настоящем разделе принято для удобства, что эффективная проницаемость к имеет значение 1.

Часть II. Установившееся течение жидкостей Сплошные кривые даются уравнением:

е3 = 0,068 ° (0,86 + 0,39 ^ r — Y~fh + °>36)> Эти выводы будут использованы таким образом (см. фиг. 130, где AH3jH3—\). Сначала принимается положение L, затем берется Я 3, выраженное через GLtg 2 / 3 /9 так, что, зная уровень стока жидкости, можно определить AHS, а отсюда из уравнения (7) значение е3. Тогда можно рассчитать Q, возвращаясь к уравнению (6), а затем из (4) — АНг. Так как суммарный диференциал напора жидкости дается выражением то AHXVL AH3 дадут значение Н2. Величина Н устанавливается заранее, так же как и Нт = Н3-\-АН2/2. КогФиг. 128 (по Дахлеру). да эти величины будут подставлены в уравнение (5), должно быть найдено то же самое значение для Q, что было дано первоначально уравнением (б). Отсутствие согласованности показывает ошибку в выборе положения L, и расчет должен быть повторен, пока не будет достигнута полная согласованность между различными количествами, входящими в эту формулу. Когда уровень вытекающей жидкости настолько высок, чго АН3/Нг<0,\, предел 0, 0,5 1,0 АН3/Н3 Фиг. 130. Наиболее важные количества, которые применяются при подсчете расхода фильтрации через плотины с наклонными фасами (по Дахлеру).

Фиг. 129. Результаты экспериментов на модели для определения Е3. Сплошные кривые даются согласно уравнению (7), гл. VI, п. 10 (по Дахлеру).

справедливости уравнения (7) имеет свое экспериментальное оправдание. Приближенный подсчет расхода может быть исполнен, полагая течение линейным от BE до IN, где IN — вертикальное снижение уровня от пересечения массы вытекающей жидкости поверхностью стока. Дополнительное падение, вызванное клином справа от IN, может быть получено тогда приближенным методом, т. е. на основании выражения, дающего соответственную величину, обязанную только клину поверхности поглощения влево от BE, а именно уравнению (4). К сожалению, точные решения проблемы фильтрации через плотины с наклонными фасами, которые можно было бы использовать для проверки точности рассмотренной выше приближенной теории, до сих пор отсутствуют. Вследствие высоких уровней поглощения жидкости, соот Глава VI. Гравитационное течение ветствующих моделям на фиг. 110 и 111, гл. VI, п. 6, область KJGL с фактором геометрической формы 3> построенным по указанному выше методу, будет распространяться или перекрывать область ABE так, что это приводит к излишнему сопротивлению стока или к заниженным значениям расхода. Тем не менее интересно показать, что даже при таком неблагоприятном случае приближенная теория дает, по крайней мере, правильный порядок величины расхода. Заметив для фиг. ПО, что а = ^ = 30° и АН3/Н3 — \, из уравнений (4) и (7) следует, что х = 2,235 и sg = 0,i7i. Так как в этом случае область GJKL, указанная на фиг. 130, перекрывает ABE, можно опустить участок MKLE, и значение О определится из уравнений: где суммарный напор жидкости принят за единицу. В результате получается Q = 0,159. Соответственно этому заметим, что для фиг. I l l a = /?sx45°, так что х = 3,05 и * 8 = 0,257. Опустим опять участок MKLE (фиг. 130) и легко установим, что в данном случае Q = 0,238. Чтобы получить соответствующие значения Q из распределения потенциала и линии тока, которые даются электрическими моделями, необходимо слегка изменить процедуру, описанную в гл. IV, п. 17. Так, вспоминая, что расход Aq между двумя соседними линиями тока определяется выражением где АФ—падение потенциала по длине An и As—промежуток между двумя линиями тока, ясно, что, принимая разрыв между эквипотенциальными линиями АФ так, чтобы они образовали квадраты при пересечении с линиями тока и А$= Anf суммарный расход будет равен числу т квадратов, лежащих между двумя крайними линиями тока, умноженному на АФ, т. е. (10) Прилагая эту процедуру к фиг. НО для полосы, лежащей между эквипотенциальными линиями ф = 0,75 и Ф = 0,80, находим, что т — = 5,1. Отсюда, так как для всей единицы АН, /|Ф = 0,05, вытекает, что Q = 5,1- 0,05 = 0,255. Поступая аналогичным путем для случая фиг. 111, находим, что вдоль полосы между Ф = 0,70 и Ф = 0,75, т = 5,6, так что Q = 5,6-0,05 = 0,28. Эти значения следует сравнить со значениями 0,159 и 0,238, которые дает приближенная теория. Как это было предуказано заранее, последн-ие значения слишком занижены, и разрыв между значениями будет гораздо меньше в наиболее благоприятном случае, соответствующем фиг. 111. Приближенная теория дает, однако, правильный порядок величин расхода. Поэтому для более низких уровней жидкости на верхнем бьефе плотины, при расширяющейся свободной поверхности, даже численные значения расхода будут иметь небольшую ошибку и явятся вполне обоснованными.

Часть II. Установившееся течение жидкостей Последним пунктом проблемы фильтрации воды через плотины с наклонными фасами, который необходимо подчеркнуть, является усложненность уравнения (I) по отношению к скоростям фильтрации вдоль поверхности поглощения. Так уравнение (I) дает для распределения напора жидкости в области ABE H = r"cosn0, (11) где г—радиальное расстояние от точки Л, 0 — угол полярных координат. Нормаль скорости к. поверхности поглощения будет пропорциональна:

Ж дН в=а 2а <т Отсюда следует, что скорость булет равна нулю в пяте плотины и возрастает до максимума вверх по склону ее. Возрастание скорости увеличивается по мере того, как уменьшается наклон ребра плотины 1. Тог же тип колебаний скорости будет приблизительно иметь место и на поверхности стока ниже поверхности фильтрации. В месте пересечения поверхности фильтрации и уровня вытекающей жидкости скорость будет бесконечна, но будет резко падать по мере приближения к оконечности стока свободной поверхности. Скорость в этом месте будет направлена по касательной к поверхности стока и равняться компоненту скорости свободного падения к вдоль поверхности2. Так как области максимальных скоростей поглощения или стока будут являтьси участками максимальной эрозии, ясно, чтобы контролировать последнюю» необходимо обратить особое внимание на пересечение уровней жидкости со стороны верхнего и нижнего бьефа с фасами плотины 3. 11. Фильтрационные струи из каналов и канав, поглощаемые неглубоко залегающим зеркалом воды 4. Теория движения грунтовых вод в наклонном пласте песчаника, который дренируется канавой, был рассмотрен в гл. VI, п. 2. Чистый дренаж канавой был дан уравнением (8), гл. VI п. 2. При рассмотрении фильтрации из канавы или канала, проведенного над неглубоко залегающим нормальным уровнем грунтовой воды, возникает обратная проблема, связанная с фильтрацией в окружающий пласт песчаника, заполненный водой. Хотя представляется возможным дать решение такой задачи, где зеркало воды залегает в слое, имеющем более высокую проницаемость по сравнению с первоначальным носителем фильтрационного течения прямыми аналитическими методами (гл. VI, пп. 8 и 9), однако в том случае, где Этот вывод нарушается для вертикальной поверхности поглощения, так как скорость уменьшается от максимума в пяте плотины до нуля у свободной поверхности. 2 См. также гл. VI, п. 1. 3 Практическое рассмотрение, методов сохранения свободной поверхности от соударения с поверхностью стока в том случае, когда напор воды со стороны нижнего бьефа равняется нулю, с помощью вставок гончарных дренажных труб или проницаемых фильтров — бланкетов и устранением поверхностной эрозии можно найти в уже цитированной работе Казагранде. 4 Необходимо совершенно точно представить себе, что выводы этого раздела, а также всех последующих разделов в настоящей главе, могут быть приложены после того, как будет достигнуто установившееся течение.

Глава VI. Гравитационное течение фильтрационное течение поглощается зеркалом воды, требуется приложение приближенных и полуэмпирических методов решения. Один такой тип решения мы дадим в настоящем разделе. Строго говоря, установившееся гравитационное течение из бесконечно распространяв ющегося пласта песчаника требует, чтобы песчаник не имел наклона, равного нулю в точках, отстояших на некотором расстоянии от канавы, за исключением того случая, когда фильтрация, как это принято в гл. VI, п. 8, окончательно переходит в вертикальное свободное падение через песчаник. На больших расстояниях от канавы свободная поверхность должна, очевидно, стать асимптотически параллельной нормальному, ненарушенному уровню жидкости, а отсюда водонепроницаемому ложу. Если последнее горизонтально и свободная поверхность ему параллельна, то скорости в удалении от канавы будут равны нулю. Это, разумеется, противоречит принятому допущению, что в пласт песчаника вводится из канавы или канала установившийся расход. В дополнение к физическому условию, чтобы свободная поверхность при гравитационном течении, соответствующая вышеуказанному типу фильтрации из канавы или канала, стала асимптотой к водонепроницаемому ложу песчаника, распределение потенциала должно принять асимптотический вид, что соответствует линейному течению поверхности воды. Таким образом, эквипотенциальные линии на большом расстоянии от канавы или канала должны быть нормалями к водонепроницаемому ложу с постоянным их размещением, пропорциональным наклону водонепроницаемого ложа. Поэтому ясно, что точные решения уравнения Лапласа, которые даются в гл. VI, пп. 7, 8, 9, где предполагается асимптотическое приближение к вертикальному свободному падению, не могут быть приняты в качестве физического воспроизведения практических фильтрационных течений в песчаниках с конечной толщей х, где фильтрационное течение сливается с нормальным зеркалом тока:

Отсюда следует также отвергнуть распределение потенциала и линий,26, пх. "лу Ф = — cos a eh ттг sin ~ + x sin a;

л 2Ь Ь — ft cos a sh jr— cos -f- -f у sin а, 2b C. где x} у — координаты, параллельные и нормальные водонепроницаемому ложу пористого слоя с углом падения а и глубиной Ь, которые даются непосредственным решением для уравнения Лапласа (см. работу N. К. Bose;

и V. I. Vaidhianathan H. R., Luthra и N. К. Bose, уже цитированную нами). Эти решения;

действительно, дают распределение линии тока и потенциала вблизи канала, обладая некоторыми характерными физическими свойствами, которые и следует ожидать. Ни одна из линий тока Ф— const не представляет собой свободной поверхности и экспоненциальное возрастание Ф с большими значениями х не следует нормальной ненарушенной линейной поверхности течения, аналогичной выводу из уравнения (2), гл. VI, п. 7, что должно иметь место при больших значениях х (фиг. 31). Поэтому трудно оценить соответствующим образом практическое значение, которое следует приписать этим решениям. С другой сто оны, даваемое здесь приближенное решение, связанное больше и непосредственно со значением расхода фильтрации^ получается таким путем, что приближения, имеющиеся в анализе, имеют отрицательное влияние на точное количественное значение последнего.

Часть II. Установившееся течение жидкостей грунтовых вод. Однако вместо того, чтобы как уже об этом было упомянуто, рассматривать песчаник бесконечных размеров с граничными условиями в бесконечности, допустим, что интересующая нас область имеет ширину 2L и что высота Но свободной поверхности в х = - и ^ известна. Тогда не возникнет трудности при обработке, если принять водонепроницаемое ложе для | x | < L горизонтальными систему в целом симметричной относительно оси канавы или канала. Если фильтрация будет продолжаться неопределенно долго, то за пределами | х | = песчаник должен принять в действительности наклон вниз, чтобы унести фильтрационную жидкость. Однако при установлении высоты Н при x = L область вне | x | = » L исключается из рассмотрения в задаче, и метод анализа может быть выбран так, чтобы соответствовать системе конечных размеров. К сожалению, весьма трудно подвергнуть точной обработке даже ограниченные задачи, следуя такому методу, хотя в принципе к ним вполне приложимы способы Гопфа, Трефтца и Фиг. 131. Схематическое представле- Гамеля. Поэтому до сих пор необхоние фильтрационного течения из канавы, которая лежит поверх неглу- димого анализа получено и не было. боко залегающего водяного зеркала В дальнейшем мы разовьем прибли(по Дахлеру). зительное решение, в котором объединены оба метода—эксперименты на моделях и приближенный анализ для получения упрощенной процедуры подсчета расхода фильтрации, не входя в подробности изучения свободной поверхности системы. Эта теория, также разработанная Дахлером 1, аналогична приведенной в предыдущем разделе для фильтрации через плотины. В ней течение также разделено на отдельные части. К каждой из них приложен 2 различный метод приближения. Благодаря симметрии, возникающей из допущения, что ненарушенный уровень грунтовых вод горизонтален, следует рассматривать только половину системы, которая представлена в виде диаграммы на фиг. 131. Как уже было сказано, в дополнение к ширине канала Ь и высоте уровня воды в ней над водонепроницаемым ложем Н2 будет считаться также известной высота Но свободной поверхности на расстоянии L от центра канала. ^ a c h l e r R,, Die Wasserwirtschaft, p. 110, 1933. Можно отметить здесь также работу (1. М. Burgers, De Ingenieur, 22, 1926), где делается аналогичное разделение течения. Течение в части // для канала с плоским дном (DC = H2) сравнивается с линейным течением, соответствующим каналу с вертикальными стенками, углубленному до водонепроницаемого ложа, ED пласта песчаника. Тогда разница в потенциале для обоих случаев, в удаленной от канала точке, при том же самом значении потенциала и расхода в канале [соответствующего действительному каналу, рассчитанному на основании уравнения (4)] может быть представлена как „сопротивление истечению", возникающее из особенностей геометрической формы области //. Однако эта теория является менее удовлетворительной, чем теория Дахлера, так как она не принимает в расчет депрессии свободной поверхности и отсюда уменьшения средней толщи среды, пропускающей жидкость на далеких расстояниях от канала.

Глава VI. Гравитационное течение Разделение областей / и // на расстоянии (Ь + Н2)/2 от оси канала иг. 131) является совершенно произвольным и находит свое оправдание в том факте, что вне этого расстояния (Ь -+- Я 2 )/2 течение с большой степенью приближения будет линейным. Это подтверждается следами линий тока на песчаных моделях системы, представленной на фиг. 131 (фиг. 132). Обозначив через Нх высоту свободной поверхности в MN, течение через область / можно представить приближенно следующим выражением:

Q —™"~*— ж шш « ^и»^ м'ж J» \ I ШЖ •* "«J™» шМ \ шк •1м ш""м ^ — —• ft I• р II — I^ *-' 1 — - *-^ ~""" о • V / Для области //, где линии тока претерпевают наибольшее изменение своего направления, можно попытаться представить Q 7Г »fc (яа-Яг)е, (2) где „фактор геометрической формы" в определяется геометрией области канала. Исключая неизвестное количество Нъ величину Q получим из равенства:

Q =2ke [H2 + eL1-V (Я2 + е1{)2-Н22 +Я02].

(3) Из этого выражения легко заметить, что относительная ошибка в величине Q будет в целом меньше, чем в соответствующей величине в. Поэтому ошибки, которые получаются при подсчете значения последней, не поведут к излишним ошибкам в конечном значении величины Q. Чтобы получить величину в, течение в области // будет приближаться к значению, которое соответствует распределению потенциала и линии тока, получаемым из следующего уравнения: — sh 2 /) \ где опять взят напор жидкости вместо потенциала скорости Ф. На фиг. 133 показан типичный комплекс потенциалов и линий тока, ограниченный уравнением (4). Видно, что контур CDN вполне точно воспроизведен линией тока W = 7z/2, где DN выражено через у —я/2. Очевидно, в качестве границы канала можно взять любую кривую Н = const, в то время как свободная поверхность AM должна быть приближенно охарактеризована обычной линией тока, проходящей через А — оконечность контура канала. В частной задаче точка М выбирается так» что В действительности средний потенциал вдоль FE будет меньше, чем эквивалент напора жидкости. Приблизительно та же самая ошибка будет входить и в MN, так что Нг — Но дает хорошее представление о правильности среднего разностного напора жидкости в области /, Для случая, представленного уравнением (2), соответствующие ошибки в Н2 — Ht учитываются методом определения величины s.

Глава VI. Гравитационное течение д е н и и значения # -,, что сделает равными п р а в ы е части у р а в н е н и й ( 1 ) и ( 2 ). Т а к, выбирая h — _L • И — 'U Фиг. 133. Приближенное распределение потенциала и линии тока вблизи канавы, показанной на фиг. 131 (по Дахлеру).

находим, со ссылкой на фиг. 134, что для Нг = 0,915, е = 6,8, уравнения (1) и (2) дают в пределах 1% точности то же самое значение для Q, а именно Q =1,37&.

I.L.I I I.

i< Фиг. 134. Кривые постоянного значения е, подсчитанные из распределения потенциала и линии тока, представленного на фиг. 133. Точки соответствуют значениям, найденным непосредственными экспериментами на моделях (по Дахлеру). • 1 — глубокие поперечные сечения: Ь/С7<0,9;

b[U> 0,9. 2 — неглубокие поперечные сечения:

Чтобы получить численные величины, имеющие практическое значение, входящие в состав формул единицы следует применять для различных констант. Если при указанных отношениях bjH%, H2jL и // 0 /// 2, # 2 взяты в числах, например, + # 2 = 304,8 см, к— 10 дарси и у//л= 1, 3 то значение Q для воды будет Q = 1,37> 10-0,968-10~ -304,8 = 3 4,042 см /сек/см длины канавы.

Глава VI. Гравитационное течение соответствующий точный анализ еще не был разработан, и поэтому представленные приближенные методы обработки таких проблем должны дать по крайней мере существенные стороны этих решений. 13- Субирригация. Частный вопрос, рассматриваемый здесь, заключается в установлении степени протяженности хг—одностороннего дренирования из канала в грубозернистый пласт песчаника раньше, чем вся утечка воды из канала проникнет в залегающие ниже слои. Сделаем допущение, что дренажный слой полностью насыщен водой и не имеет утечек в верхнем направлении, или свободной поверхности, вплоть до точки хг, и что фильтрация в глины под каналом является постоянным вертикальным свободным падением с такой скоростью, с какой глины •О •,.о -о"* -о о у-, • „.О • О.о Фиг. 136. Схематическое представление проблемы субирригации (по Гарднеру, Коллие и Фарру).

7— глина;

2 — гравий.

в состоянии унести жидкость. Тогда уравнение неразрывности совместно с законом Дарси приведет к следующему выражению:

0) где /z— толщина гравийного слоя;

kg — его проницаемость;

Лс — проницаемость глины;

у — плотность воды;

g _ ускорение силы тяжести (фиг. 136). Интегрируя уравнение (1) при условиях, что давление и его градиент будут равняться нулю при х19 можно легко убедиться, что хг дается в долях давления р0 на поверхности канала гравийного слоя следующим уравнением:

к V сУ% V = (2) где h0 —напор жидкости, тождественный давлению /?0. Таким образом, если pQ являет собой напор жидкости—0,610 м, слой гравия имеет мощность 0,305 м, и отношение kg/kc^ 100000, то хг будет иметь значение 192,75 м. Хотя пренебрежение фильтрацией в направлении перекрывающего слоя глины создает тенденцию к завышению значеда тенденцию к завышению значе ния х д а в а о о уравнением (2) последнее все же дает численный у ния хъ даваемого (2), результат порядка правильных величин т пордка р Часть II. Установившееся течение жидкостей 14. Проблема водонасыщения. Из определения потенциала скорости с вертикальной координатой у, направленной вверх к 0) следует, что высота над плоскостью у = О, до которой поднимется жидкость в открытой трубе или трещине, пронизывающей пористую среду в плоскости у, дается выражением vg kyg к (2) где р0—атмосферное давление и Но—соответствующий напор жидкости. Выбирая затем Ф, абсолютное значение которого требует всегда прибавления произвольно выбранной константы так, чтобы включить в уравнение (2) член Н09 видно, что кривая, представляющая собой высоты жидкости Н— „пьезометрическую поверхность", пропорциональна потенциалу скорости в пористой среде. Так как Н показывает нижний предел высоты, до которой распространяется зона полного насыщения жидкостью при гравитационном течении, „зона погружения в воду" —расчет распределения потенциала Ф дает по крайней мере ограничивающую нижнюю граничную поверхность той части пласта песчаника, которая насыщена и погружена в воду. Это определение условия водонасыщения соответствует такому его значению, которое зависит от величины давления жидкости, а именно, песчаник будет в любой точке водонасыщенным или сухим по мере того, как давление жидкости в нем будет больше или меньше атмосферного давления. 15. Проблема эрозии. Если почва, покрывающая склоны холма или горы, имеет недостаточную глубину залегания, чтобы отвести выпадающий на нее дождь, то излишек воды будет стекать по поверхности земли. В результате этого может образоваться серьезная эрозия верхнего покрова почвы. Приблизительный расчет минимальной глубины почвы, необходимой для удаления выпадающего дождя с интенсивностью qt может быть Фиг. 137. Склон холма, подвергнутый поч- с д е л а н следующим путем. Довенной эрозии (по Гарднеру, КоллиеиФар- пустим, что поверхность почру). вы лежит на склоне холма с 7 - скала;

2 - почва.

му клина (фиг. 137). Обозначая через 61(х) падение верхнего покрова почвы на расстоянии х от вершины холма, получим следующее равенство из уравнения неразрывности:

УГЛОМ ПЭДенИЯ в И ИМееТ ф о р q cos #!(х) == к^[х / fll(x) sin Odd I, Глава VI. Гравитационное течение или (1 — 1Лcos дг(х) = cos д2 + х sin вг(х) \ // С d6l{x).

(2) пХ Легко удостовериться, что решение этого уравнения дается:

г, cos 0 i С 1-Х --ь Так как 0 t должен оставаться конечным даже при х = 0, то С следует брать равным нулю. Поэтому 6г имеет постоянное значение, определяемое выражением: в — CQS^a к Таким образом, видно, что если интенсивность падающего дождя q настолько велика, что правая сторона уравнения (4) превосходит единицу, то падающий дождь по необходимости будет растекаться по поверхности почвы, даже если верхний покров ее горизонтален. 16. Дренирование гончарными трубами. Основная задача систем дренирования гончарными трубами — защитить верхний покров почвы некоторой области от опасности затопления водой 2. Так, если грунтовая вода в поверхностных отложениях подвержена направленному вверх градиенту потенциала, то она будет подниматься к поверхности и насыщать верхний почвенный покров, если только дренажные приспособления не в состоянии собрать весь направленный вверх поток воды. Приближенный расчет соответствующего размещения дренажных труб может быть произведен следующим образом. Представим себе дренажные трубы бесконечным рядом стоков с расстоянием между ними а, установленным на глубине d ниже поверхности. Они сообщат результирующему распределению потенциала в системе член 2л(у-d),_ 2пх\.

(гл. IV, п. 9 и гл. IX, п. 8), где расход каждой дренажной трубы (фиг. 138). Условие, при котором в системе не будет водонасыщения или фильтрации воды через поверхностный покров, будет заключаться в допущении, что верхний покров водонепроницаем. Это условие аналитически В работе Гарднера, Коллие и Фарра совершенно точно принято, что 6В 6В л верхняя поверхность почвы является плоскостью, так что - гХ- = 0. 2 Рассуждение, которое приводится здесь, отличается от метода Гарднера, Коллие и Фарра тем, что последний синтезирует течение из гравийного слоя в дренажные трубы как простую сумму линейного и радиального течений. В данном случае течение в систему дренажных труб представлено строго уравнением (2), за исключением того, что пренебрегается свободной поверхностью, которая образует верхнюю границу течения.

Часть II. Установившееся течение жидкостей выполняется помещением мнимого ряда дренажных труб в у =— d или прибавлением к величине Ф уравнения (1) совершенно аналогичного члена, где d в нем заменено через —d. Тогда можно написать результирующий потенциал в таком виде: Г. 2л ch -j-cos 2лх 2л d) 2лх~\ — 1. (2) Отсутствие фильтрации через поверхностный покров фактически обязано гравитационному характеру течения, а не водонепроницаемости его. Это можно установить добавлением условия, что давление в центральной точке Р (фиг. 138) и на поверхностях дренирования с радиусом rw будет атмосферным р0. Сначала выберем константу с в уравнении (2) так, чтобы суммарный, направленный вверх движущий потенциал от гравийного слоя на глубине h был тождествен напору жидкости //. Чтобы иметь строго постоянный потенциал на глубине /г, потребуется получить отражение двух рядов стоков, участвующих в уравнении (2) мнимыми отображениями сначала по линии у = /г, затем в направлении оси х-ов, затем снова -О по y = h и т. д., образуя при этом бесконечный ряд параллельных стоков. Если глуФиг. 138. Два ряда гончар- бина гравийного слоя ниже линии дренажных дренажных труб, уста- ных труб имеет порядок или больше, чем новленных поверх гравий- расстояние между трубами а, то ряд при ного слоя, чтобы предохра- у=-}-(/ уже дает потенциал при >' = /z, конить почву от водонасыщеторый будет постоянным для всех практиния (по Гарднеру, Коллие ческих целей, что будет детально показано и Фарру). в гл. IX, п. 8. Таким образом, потенциал 7 — пьезометрическая поверхность^ 2 — поверхность почвы;

при у = h, соответствующий уравнению (2), 3 — глинистая почва;

4 — гравий. может быть выражен:

ф (у = h) s с + q In ch Потенциал на трубами:

ch (3) поверхности в точке, лежащей между дренажными Ф(0, 0) = c + 2 g l n 2 c h 2 - ^, (4) так что q дается выражением: In кН — d)/ach 2л (h + d)ja ' 4 ch 4 лЩа ~~ (5) что Прилагая теперь условие, что давление в Р аналогично тому, имеется на дренажных поверхностях, следует, что а к а sn а Глава VI. Гравитационное течение Объединяя это выражение с (5), можно написать уравнение, устанавливающее величину расстояния а, а именно:

sh nrwja sh 2nd I a ch 2л (h — d)ja ch 2л (h -f d)Ja In 4 ch 4 ndja * 2H (6> Наиболее простая процедура нахождения расстояния а между дренажными трубами из этого уравнения как функции остальных параметров rw, d, h и Н, повидимому, заключается в допущении некоторых значений r w, fif, h и а, а за>^„_ тем в подсчете соответст' |\\ вующих величин Н. На ^HI-JAфиг. 139 дается построение рассчитанных этим путем расстояний а по отношению к разности движущего напора жидкости Н для глубин дренирования d = 1,525 и 3,05 м и глубины залегания гравийного слоя h — О == 15,25 м с радиусом дренирующей трубы 0,075 и Ф и г - 139« Расстояние а фронта гончарных труб,, фр р ру 0,152 м. Следует заметить, необходимых для предупреждения затапливания водой: что по мере того, как возН — напор жидкости, создающей течение, направленрастает движущий напор Н, ное вверх;

I — d — 3 м, r = 0,15 м;

II — d= 3 м, r = 0,075 лг;

III — d = 1,5 м, r = 0,15 м;

IV — резко падает величина расd = 1,5 м, r = 0,075 м;

d — глубина дренироваw w w СТОЯНИЯ а. П о э т о м у СТОЙМОСТЬ эффеКТИВНОГО Д р е н а ного б й ния;

r w — радиус дренирования;

глубина гравийслоя, служащего источником питания, — 15 м, w жа с ростом Н становится очень быстро недопустимой. Дальнейшее сравнение кривых при различных d и rw показывает, что близкое размещение становится весьма существенным фактором, по мере того уменьшается глубина дренажных труб или их радиусы. 17. Теория гравитационного течения Дюпюи-Форхгеймера. В настоящее время положения теории гравитационного течения Дюпюи-Форхгеймера являются настолько сомнительными, что обесценивают почти всю теорию, если только ее не прикладывать с большой осторожностью. Однако ее широкое применение даже в настоящее время требует дать по крайней мере краткое описание ее основных сторон. Все они, разумеется, вытекают из допущений, сделанных Дюпюи 1 в 1863 г., что. для малых углов наклона свободной поверхности при гравитационном течении линии тока могут быть приняты горизонтальными и должны быть связаны со скоростями, пропорциональными наклону свободной поверхности, и не зависят от глубины (цилиндрическое течение). Эти два допущения позволили Дюпюи вывести формулу для радиального D u p u i t J., Etudes theoriques et pratiques stir le mouvement des eaux.

1863.

Часть II. Установившееся течение жидкостей гравитационного течения, а в руках Форхгеймера1 дали общее уравнение для любого гравитационного течения. Вывод Форхгеймера может быть очень легко получен простым приложением уравнения неразрывности к жидкости в любой колонне песка, заполненного ею с высотой h поверх водонепроницаемого ложа системы. Если vZi vy являются компонентами скорости при установившемся движении в колонне и сохраняют свое, значение по всей длине ее, то уравнение неразрывности требует, чтобы:

Далее, допущения Дюпюи налагают условия, что т д/Г т dh Отсюда немедленно следует: дх2 что и является выводом Форхгеймера. Это уравнение свободной поверхности при гравитационном течении было приложено к разнообразным проблемам последнего 2. Повидимому, аналитическая процедура, которую можно применить для решения этого уравнения, соответствует той, что была развита в главе IV для математической трактовки двухразмерного уравнения Лапласа при распределении давления в несущей жидкость пористой среде, так как она фактически с внешней стороны дает выражение, тождественное приведенному нами ранее. Так, в частности, уравнение (3) налагает условие, что для линейного течения длиной L, с граничными значениями для h величин he, hw:

в то время как для соответствующей радиальной системы, оконтуренной концентрическими кругами с радиусами re, rw:

hZ h In r r r 'w • hi f (5) ' el' w Возвращаясь теперь к допущениям Дюпюи, ясно, что, так как * ^_.

У _ _ _ dz ~~ ду * / дих ди \ то д о п у щ е н и е о „цилиндрическом течении" ( -х— = -^— = 0 ) налагает у с л о в и е, чтобы вертикальная скорость оставалась постоянной в горизон1 F o r c h h e i m e r, Ph., Zeits. Arch. Ing. Ver. Hannover, 1886.

дг дх ' F o r c h h e i m e r, P h.,Hydraulik, 3 d e d., Chap. I l l, 1930.

Глава VI. Гравитационное течение тальных плоскостях. Тогда на внешнем контуре, где поддерживается постоянство потенциала, vz, очевидно, будет равняться нулю. Отсюда vz будет равняться нулю внутри всей системы. Однако без вертикальных скоростей свободная поверхность будет горизонтальной, и течение не будет иметь гравитационной составляющей. Отсутствие вертикальных скоростей при гравитационном течении совершенно противоречит условиям, налагаемым законом Дарси. Из следующего соотношения можно вывести суждение об общей природе действительных вертикальных изменений результирующей скорости при гравитационном течении: dz Отсюда следует, что в точках, где линии тока образуют выпуклость, результирующая скорость уменьшается с возрастанием высоты и возрастает в тех точках, где линии тока образуют вогнутость. Результирующая скорость возрастает с увеличением высоты. Поэтому вблизи поверхностей поглощения с высоким уровнем жидкости результирующие скорости должны уменьшаться с высотой, в то время как вблизи поверхностей стока и постоянного потенциала с низкими уровнями жидкости, где линии тока будут перегнуты так, чтобы встретить эти поверхности под прямым углом;

результирующие скорости будут увеличиваться с возрастанием высоты1. По сравнению с этими общими рассуждениями, показывающими несовместимость допущений Дюпюи с непосредственными условиями, налагаемыми законом Дарси, становятся еще более убедительными результаты специальных подсчетов, проведенных весьма строго в гл. VI, п. 5, для фильтрации воды через плотины с вертикальными ребрами. Так, возвращаясь к фиг. 103—106, видно, что даже вдоль поверхности поглощения, где наклон свободной поверхности является 2 минимальным, распределение скорости далеко от постоянства. Отсутствует также какая-либо связь между средней величиной скорости вдоль поверхности поглощения и наклоном свободной поверхности, которая всегда в этом месте равняется нулю. Ошибка допущений Дюпюи еще более заметна на поверхности стока, где скорости изменяются от нуля до бесконечно больших значений. Такое несоответствие было по всей вероятности замечено Дюпюи, так как он первоначально предложил свою теорию для применения только в областях с небольшим наклоном свободной поверхности. Как и следует ожидать, обобщение Форхгеймера, представленное уравнением (3), стоит не большего, чем первоначальные допущения Дюпюи. В гл. VI, п. 5 было уже отмечено, что свободная поверхность, Эти общие выводы приложимы ко всем установившимся течениям жидкости. Их можно подтвердить и для частной задачи о фильтрации через плотины, сославшись на распределение скорости вдоль поверхностей плотин, как это показано на фиг. 103—106. 2 Действительно, логичное приложение допущений Дюпюи приводит к абсурдному выводу, что, так как наклон свободной поверхности вдоль поверхности поглощения равняется нулю, ибо понятие „свободная поверхность" вытекает из представления о контуре постоянного потенциала, скорость поглощения будет везде равняться нулю.

Часть II. Установившееся течение жидкостей которая дается уравнением (4) и показана кривыми h на фиг. 103—106, является только плохим приближением к правильной форме свободной поверхности. Расхождения особенно велики в том случае, где напор жидкости на стоке равен нулю. Так как теория Дюпюи-Форхгеймера не учитывает поверхности фильтрации, то граничные значения /г, которые берутся в решениях уравнения (3), должны, очевидно, соответствовать величинам напора жидкости. Когда последний равняется нулю, также будут равняться нулю высоты свободной поверхности, выведенные на основании уравнения (3). С другой стороны, пренебрежение поверхностью фильтрации является не единственной причиной трудности;

ибо если даже принять граничные высоты жидкости такими, которые даются точной теорией или экспериментами на моделях, то параболическое изменение уравнения (4) все же не даст близкого приближения к форме истинной свободной поверхности. Как уже указывалось в гл. VI, п. 5, если пренебречь всеми отмеченными трудностями, относящимися к лежащим в основе теории допущениям и выводам из уравнения (3), и приложить допущения Дюпюи к решениям (3), чтобы получить величину расхода, то окончательные значения его будут тем не менее удивительно близки к величинам, устанавливаемым эмпирическим путем или точным решением. Так, для линейного течения эта процедура в соединении с уравнением (4) дает следующее выражение:

| ^, да а для радиального течения та же процедура, приложенная на основании уравнения (5), дает: дг In rjrw Как уже было замечено, уравнение (8) воспроизводит значения Q, которые даются строгим расчетом с точностью, достаточной для всех практических целей (см. последние два ряда в табл. 11). Уравнение (9), как это будет показано в гл. VI, п. 18, дает достаточно точно величину расхода по сравнению с соответствующими величинами, полученными эмпирическим путем на радиальных песчаных моделях. Разумеется, весьма затруднительно показать, каким образом различные ошибки в отношении величины h уничтожаются при решении уравнения (3) взаимно, таким образом, что в результате получаются близкие приближения к значению результирующего расхода. Однако в гл. VI, п. 20 мы найдем, что можно получить точный вывод обоих уравнений (8) и (9) совершенно отличным путем для систем, в которых, рассматривая их с физической стороны, можно ожидать встретить величину расхода, отличную от соответствующих им значений при аналогичных гравитационных течениях. Существует весьма обширная литература, в которой на основании решения уравнения (3) выводится свободная поверхность для раз1 личных гравитационных течений. Однако в свете проведенной дискуссии См., в частности, Ph. Forchheimer, Hydraulik 3d ed., Chap. Ill, а также J. Kozeny, Ing. Zeits., 1, 97, 1921.

Глава VI. Гравитационное течение едва ли стоит воспроизводить эти выводы в настоящей работе. Если известно заранее, что наклон свободной поверхности невелик на протяжении всего течения или в любой части его, можно применить вполне обоснованно для приблизительных расчетов свободной поверхности уравнение (3) или первоначальные допущения Дюпюи при условии, что известны точные значения высоты жидкости на границах интересующей нас области. Методы нахождения соответствующих решений уравнения (3) идентичны с теми, что были описаны нами и детально показаны в главе IV. Если геометрия системы и граничные условия аналогичны соответствующим значениям проблемы, рассматриваемой в главе IV, то развитые там решения могут быть формально взяты для решений уравнений (3) с единственным изменением, что функцию р или Ф из главы IV следует заменить через Л* уравнения (3). Раньше чем расстаться с рассмотрением теории Дюпюи-Форхгеймера, следует заметить, что те же самые допущения были использованы для построения теории изменения во времени уровня грунтовых вод по соседству с каналами или колодцами1. Так, если h (x, у)—высота уровня грунтовых вод в (X, у) над водопроницаемым ложем, принятым за горизонтальную поверхность, то уравнение неразрывности, приложенное тем же самым путем, что и при выводе уравнения (3), дает для изменения величины h в зависимости от времени и от координат следующее выражение:

to -Т д 1И где /—пористость песчаника. Так как это уравнение является нелинейным и не может быть решено точным путем, в него вводятся дальнейшие приближения. Вначале h выражается через H-\-Z, где z—высота уровня грунтовых вод (свободная поверхность над нулевой плоскостью) и Н—высота этой плоскости над водонепроницаемым ложем. Тогда уравнение (10) принимает вид:

Если теперь выбрать величину Н так, что она представляет собой большую часть мощности водонасыщенной зоны, т. е. z«H, то уравнение (11) можно приближенно заменить следующим выражением:

JL if = Л д.-*?

См. Ph. Forchheimer, там же, стр. 104;

V. Felber, Die Wasserwirtschaft, 25 25, 60, 1932;

Wasserkraft u. Wasserwirtschaft, 26, 73, 1931;

J. Kozeny, там же, 28 102, 21933. ' Это уравнение первоначально было предложено J. Boussinesq, Jour. Math., 10, 14, 1904, и может быть также приложено к случаю, когда водонепроницаемое ложе не является горизонтальным, так что И изменяется в зависимости от (х, у).

Часть II. Установившееся течение жидкостей Это линейное уравнение тождественно соответствующему уравнению двухразмерной теплопередачи или же соответствующему двухразмерному течению сжимаемой жидкости в пористой среде [уравнение (6), гл. III, п. 4]. Хотя решения этого уравнения могут быть получены методами,, развитыми в главе X, для почти произвольных граничных и начальных условий для 2, подробное рассмотрение этих решений едва ли кажется оправданным в свете сомнительного характера допущений Дюпюи, лежащих в основе построения первоначального уравнения (10). Несмотря на практическое значение знания величины изменений уровня грунтовых вод при решении задач дренирования и ирригации, лучше подождать,, пока не будет разработана более удовлетворительная теория, чем давать осложнения, заключающиеся в уравнении (12), которое влечет за собой ошибки неизвестной величины. 18. Эксперименты на песчаных моделях с трехразмерными гравитационными течениями. Теперь становится ясным, что в свете рассмотрения, проведенного в гл. VI, п. 17, уравнения (5) и (9) гл. VI,. п. 17, базирующиеся на теории Дюпюи-Форхгеймера, дающие форму свободной поверхности и величину расхода при гравитационном радиальном течении, едва ли могут считаться в какой-либо степени справедливыми без прямого эмпирического или точного аналитического подтверждения. Однако эти уравнения были поставлены под сомнение только в 1927 г., когда Козени опубликовал свою первую попытку решить проблему течения прямыми методами потенциальной теории1. Так, начав с уравнения Лапласа [(2), гл. VI, п. 1], он сделал попытку синтезировать решение, удовлетворяющее граничным условиям гравитационного течения с помощью элементарных решений того типа, который был применен нами для исследования проблемы несовершенных скважин [уравнение (7), гл. V, п. 3]. К сожалению, точные граничные условия не были приложены им к решению этой задачи. Так, расход через систему был принят соответствующим линии тока, входящей в колодец на уровне жидкости в последнем. Однако в колодце, как уже было отмечено, будет иметь место определенный разрыв непрерывности, так что свободная поверхность системы будет входить в колодец над уровнем жидкости в последнем, давая толчок к образованию поверхности фильтрации. Тогда решение будет состоять только из постоянных членов и ряда функций Ганкеля, и радиальные скорости на значительных расстояниях от колодца станут экспоненциально исчезающе малыми. Однако с физической стороны ясно, что в точках, удаленных от поверхности колодца, радиальные скорости должны асимптотически приближаться к соответствующим значениям в строго двухразмерном радиальном течении. Поэтому потенциальная функция в таких точках асимптотически приближается к логарифмическому изменению или содержит, очевидно, логарифмический член, как это имеет место, например, в уравнении (5), гл. VII, п. 20 (vide infra). Наконец, потенциальная функция Козени не обладает характеристикой, требуемой каждым точным решением проблемы гравитационного течения, а именно, чтобы наивысшая линия тока была линией тока свободной поверхности с потенциалом, пропорцио K o z e n y J., Wasserkraft u. Wasserwirtschaft, 22, 120, 1927.

Глава VI. Гравитационное течение нальным его вертикальной координате. для суммарного расхода Q было: Конечное выражение 303 Козени (1) где к — „эффективная" проницаемость песчаника, т. е. kyg\\x\ h—мощность песчаника;

rw — радиус колодца и С = 1 -г-, где /zw — высота жидкости в колодце. F (С, тсг^\2К) является довольно сложной функцией обоих аргументов и должна быть подсчитана численно. Условие пропорциональности расхода Q от r w, которое налагает уравнение (1), когда функция F независима от rcrw/2/z, является одним из наиболее важных указаний этой теории. Этот расход совершенно точно зависит от допущения, что величина nr^j'lh значительна. Однако большинству практических случаев соответствует как раз обратное явление. Что же касается остальных условий, налагаемых уравнением (1), необходимо заметить, что недавние экспериментальные исследования проблемы гравитационного течения1 установили формулу, не имеющую двух толкований и которая совершенно не соответствует уравнению (1). Поэтому, если теорию Козени нельзя считать дающей удовлетворительное решение гравитационного радиального течения2, все же она дала толчок для первого непосредственного экспериментального исследования проблемы. Чтобы подвергнуть испытанию положения этой теории, что расход Q должен иметь свой максимум при = —, установить изменения его при С< 3 /г (высота жидкости в колодце выше, чем половина мощности песчаника), а также посмотреть, какие произойдут изменения при введении >*/2> Козени произвел сам некоторые экспериментальные измерения в круглом баке, Его эксперименты, повидимому, удовлетворяют его теории для значения С<112' Чтобы охватить все возможные данные, им была предложена эмпирическая формула:

которая, очевидно, мало имеет физического значения. Более полное исследование теории Козени было выполнено Эренбергером3. Эти опыты.

Wy c k o f f R. D., B o t s e t H. G. and M u s k a t M., Physics, 3, 90, 1932. Следует также упомянуть о более поздней работе Козени (Wasserkraft und Wasserwirtschaft, 28,88, 1933), где была получена формула для распределения давления в основании системы при радиальном течении, воспроизводящая довольно близко результаты, полученные в экспериментах Wy ckoff, Botset and Muskat. Однако анализ, который был им развит по аналогии с теорией комплексных переменных параболического линейного гравитационного течения (гл. VI, п. 7), повидимому, оправдывается с трудом, так как конечное распределение потенциала не удовлетворяет уравнению Лапласа. 3 E h r e n b e r g e r R., Zeits. Oster. Ing. Arch. Ver., nos. 9/10, 11/12, 13/14,. 2 Часть II. Установившееся течение жидкостей были прекрасно поставлены и во многих отношениях были вполне исчерпывающими. Все же, повидимому, они не дали удовлетворительного ответа на вопросы, поставленные в задаче. Основным результатом этой работы было опять получение корректирующего опытного коэфициента, который следует приложить к формуле Козени. Ввиду того, что этот корректирующий множитель не имеет физического значения, распространение его на иные размеры модели течения или на иные геометрические формы течения должно быть установлено новыми экспериментами. Опыты Эренбергера с трудом поддаются интерпретации, так как в большинстве случаев жидкость откачивали из скважины с помощью спущенных труб, установленных сейчас же под уровнем жидкости, нарушая при этом, повидимому, течение по соседству со скважиной. Следующие попытки получения более удовлетворительного ответа на проблему гравитационного течения были исследования Венцеля 1, а также Вайкова, Ботсета и Маскета, которые были выполнены ими почти одновременно. Венцель был заинтересован скорее в задаче обратного решения уравнения (9), гл. VI, п. 17, и применить его для определения проницаемости водяного песчаника, чем в общей постановке вопроса гравитационного течения. Так, Венцель замечал снижение уровня в 80 с лишком наблюдательных скважинах, расположенных радиально относительно двух скважин, в которых производилась откачка с известной скоростью. После этого он подсчитал проницаемость на основании пар наблюдений за скважинами с расстояниями гг и г 2 от насосной скважины по формуле, в основном аналогичной обратному уравнению (9), гл. VI, п. 17, Дюпюи-Форхгеймера, а именно j Qlnrjn где hx и /z2 — высоты жидкости в двух точках г± и г2Их можно определить путем вычитания значений снижения уровня из ненарушенных величин уровня воды в песчанике. Венцель в результате этих расчетов нашел, что проницаемость /с, повидимому, равномерно возрастала с увеличением расстояния г 2 второй обсервационной скважины, и вывел заключение, что по крайней мере в его экспериментах уравнение (3) должно подвергнуться некоторому исправлению. Однако ошибочность уравнения (3), заключающаяся в невозможности дать постоянное значение к, была отнесена скорее за счет отсутствия равновесия при течении, чем к присущему «уравнению (3) основному недостатку. После того, как начинается откачка в центральной скважине, повидимому, существует отставание во времени при установлении равновесия свободной поверхности в точках, далеко от нее расположенных. Это обстоятельство, согласно Венцелю, дает видимое увеличение значения к, когда последняя рассчитывается по данным наблюдений, в удаленных от скважины точках. При полевых измерениях, например, сделанных Венцелем, необходимо обратить особое внимание на достижение установивW e n z e l L. К., Trans. Amer. Geophys. Union, p, 313. 1932, published by the National Research Council.

Глава VI. Гравитационное течение шегося состояния в системе. Однако не следует ожидать строгого постоянства к даже после того, как система достигла полного равновесия, пока основная формула Дюпюи [уравнение (5), гл. VI, п. 17] не стала бы совершенно справедливой. Результаты опытов Вайкова, Ботсета и Маскета1 ясно показали, что причина этого несоответствия заключается в несколько иных фактах. Эти исследователи, в противоположность Венцелю, обратились к лабораторным методам Козени и Эренбергера. На фиг. 140 показана схема их прибора. Существенно новыми особен»ностями, введенными в эту работу, явились манометры, присоединенные к днищу резервуара с песком, с помощью которых производилось измерение радиального распределения давления вдоль ложа всей системы, а также непрерывная циркуляция жидкости в резервуаре так, чтобы можно было 5,95см поддержать без труда вполне Фиг. 140. Схема резервуара, применявшегося удовлетворительное установив- при экспериментальном изучении радиального шееся состояние течения. Пе- гравитационного течения. Расстояние между сок в резервуаре был набит каждым из первых 10 манометров —5,08см;

расстояние между каждым из вторых 9 матак, чтобы обеспечить не тольнометров— 10,16 см.

КО ПОСТОЯНСТВО ПрОНИЦаеМОСТИ, НО И ОСВОбОЖДеНИе ОТ З а х в а j _ проволочная сетка;

2— центр скважины;

3 — перфорированная медная цдастийка;

4 — песок.

ченного системой воздуха. Для удобства был взят круговой сектор в 15°, который полностью воспроизводит радиальное течение. Для изучения строго гравитационной задачи резервуар, заполненный тонкозернистым песком, имел стеклянные стенки. В последующих экспериментах, когда изучалось явление движения под давлением, был сооружен цельнометаллический резервуар (6,3-лш листовая медь) с вертикальными трубками на входе и выходе из системы. Поток жидкости замерялся по тщательно откалиброванному счетчику, включенному в систему циркуляции. Действительно, допуская правильность уравнения (3) для установившегося течения, казалось бы, что неустановившиеся явления, упоминаемые Венцелем, вызовут скорее видимое уменьшение к с увеличением значения г 2. Если удаленные Точки г 2 запаздывают достичь своего состояния равновесия при откачках, то соответствующие значения /z| — hf будут слишком велики. Отсюда найденное значение к будет меньше по сравнению с малыми значениями г2, где запаздывание будет малозаметным. Следует заметить, что Венцель в полном отчете об этих испытаниях (U. S. Geol. Surv, Water Supply Paper, 679-A, 1936) показывает, что средние величины видимых значений проницаемости на противоположных радиусах от насосной скважины, что по его мнению, должно устранять по крайней мере частично влияние нормального градиента грунтовых вод в ВОДОЙОСНОМ горизонте, являются более или менее постоянными. Тем не менее трудно дать оценку этого вывода в свете ТОРО обстоятельства, что глубина вскрытия песчаника насосной скважины составляла только 40%. Один этот факт должен обесценить уравнение (3), даже если принять допущения Дюпюи вполне справедливыми.

Часть II. Установившееся течение жидкостей При экспериментах с резервуаром, имеющим стеклянные стенки, наблюдения за высотой стояния воды в песке производились на различных расстояниях от центра скважины. Однако лучшую количественную характеристику дают отсчеты по манометрическим трубкам, которые, 1 очевидно, соответствуют напорам жидкости в системе, замеренным в основании слоя песка. Анализ этих данных показывает, что в пределах ошибки эксперимента они удовлетворяют отношению:

Л2 — И W lnre/rw In W (4) где /г— отсчет по манометру напора жидкости на расстоянии г, a he и hw — отсчеты при расстоянии ге и rw\ последняя величина определяет собой соответственно радиус скважины. На фиг. 141 показана характеристика типичного комплекса полученных эмпирических данных и согласованность их с уравнением (4). Видно, что, несмотря на отклонения в отдельных точках, данные эти можно рассматривать в целом подтверждающими уравнение (4). На фиг. 142 показаны манометрические отсчеты, для одного из этих экспериментов, построенные в декартовой системе координат. Точки дают наблюденные значения, кружки — исчислен0 0,5 1,0 15 2,0 '15 3,0 3,5 In re/r ные, согласно уравнению (4), а крестики— величины, подФиг. 141. Распределение напора жидкости считанные на основании приh (г) в основании радиальной модели граближенной теории, которая витационного течения, представленной на дается в гл. VI, п. 20 (5). фиг. 140. Л - напор жидкости при г=ге Чтобы определить зависимость между суммарным расходом Q в системе и граничными условиями, было произведено измерение проницаемости по месту опытов2, исходя из того обстоятельства, что, когда уровень жидкости в скважине находится поверх высоты песка, В гидрологической литературе эти высоты обычно называются „пьезометрическими высотами" (гл. VI, п. 14). 2 В этих, а также во всех последующих экспериментах, где делается попытка отнести расход Q к физическим и геометрическим константам системы, резервуар, приведенный на фиг. 140, был заменен цельнометаллическим 15° сектором, выдерживающим давление, так как было найдено, что эффективная проницаемость песков в открытом резервз^аре (фиг. 140) значительно отличается от соответствующих величин, подсчитанных из опытов с трубками, набитыми песком.

Глава VI. Гравитационное течение течение принимает двухразмерный радиальный характер, для которого являются уже известными распределение давления и расход Q. Из уравнения (10), гл. VI, п. 2, видно, что к может быть подсчитано:

Q In ге/> w (5) Q—расход течения через систему, где напоры жидкости в точках ге и rw будут соответственно he и hw, и h —мощность песка. Отсюда, делая где <<* 70 60 * О 40 60 { 4- • 20 / А / /00 /20 /40 / г-радиальная дистанция (см) Фи. 142. Распределение напора жидкости в основании радиального течения гравитационного течения.

Точки — наблюденные значения;

кружочки — численные согласно уравнению (4), гл. VI, п. х — подсчитанные согласно уравнению (5), гл. и, 20;

Uc =* 6,4 см;

те = 156 см;

hw — 7,0 he = 31,5 см. ис18;

VI см;

О А /О 20 30 40 3 Q(CJ* /oef<) Фиг. 143. Определение проницаемости песчаника» в экспериментах по гравитационному течению с помощью измерений при условиях строго радиального течения.

Перепад напора жидкости равен (he— hw);

Q — расход течения через сектор.

построение величины Q по отношению к he — hw и принимая в расчет множитель (In ге\г^)\2\шу получаем значение к из наклона результирующей прямой линии. На фиг. 143 приведен такой график для некоторых фактически проведенных экспериментов. Более серьезным вопросом явилось определение величины капиллярного слоя, который по природе своей должен перекрывать основную массу жидкости в песке и который следует принимать во внимание при окончательных выводах. Сначала можно предположить, что капиллярный слой не будет участвовать в течении. Однако более внимательное рассмотрение показывает, что, наоборот, капиллярный слой должен вести себя как сифон, действующий в направлении главного течения, и, таким образом, увеличивать последнее. На фиг. 144 показана схематически сложная система капиллярного слоя и основной массы жидкости. Видно, что верхний и нижний покровы капиллярного слоя являются по существу своему Часть II. Установившееся течение жидкостей свободной поверхностью при атмосферном давлении. Напоры жидкости в основании песка обозначены через /г, напоры жидкости в песке через z. hc представляет собой мощность капиллярного слоя и равняется приблизительно капиллярному подъему жидкости в рассматриваемом песке, через который она движется. Выводы из проделанного анализа, дальнейшие подробности которого можно найти в первоисточнике, показывают, что когда высоты жидкости в скважине, а особенно в нагнетательном резервуаре, близки к кровле песка, так что капиллярный слой полностью не развит, можно пренебречь течением в капиллярном слое. Следующее уравнение воспроизводит довольно точно строго гравитационное течение: Фиг. 144. Схема влияния капиллярного слоя на гравитационное течение.

/?—напор жидкости у основания модели;

z — высота жидкости в песке ниже капиллярного слоя;

/ — ось скважины.

Qg In г Jr.

(6) где приняты те же самые обозначения, что и в уравнении ( 5 ). С д р у г о й стор о н ы, когда столб жидкости в скважине и нагнетательном р е з е р в у а р е стоит ниже к р о в л и песка на высоту п о крайней мере к а п и л л я р н о г о подъема жидкости, нельзя более пренебрегать течением в капиллярном слое, и комбинированное течение может быть д о в о л ь н о б л и з к о представлено уравнением: In г Jr.W В табл. 12 приведены данные, взятые из отдельных опытов, которые показывают целесообразность применения скорее уравнения (7), чем (6), для сравнительно малых напоров поглощения, и где капиллярный слой был полностью развит. В этих экспериментах hc принимается 9,5 см. Т а б л и ц а 12 Сравнительная таблица наблюденных и подсчитанных расходов через радиальную гравитационную систему Nb ППКТТПр» \) 11 Г Н 1UD к ж.

h Подсчитан- Подсчитанный расход ный расход Наблюденпо уравне- по уравне- ный расход, нию (6), нию (7), смэ/сек см /сек 3,06 3,09 2,70 1, см* 1 сек 3,76 4,98 4,47 2, 1 2 3 23,67 15,37 14,37 9, 18,07 0,17 0,17 0, 29,0 29,0 29,0 29, 3,90 4,95 4,55 2, Глава VI. Гравитационное течение Когда hc—0 или когда значением его можно пренебречь по сравнению с he + hw, уравнение (7) обращается, как это и следует ожидать, в (6). Таким образом, уравнение (6), которое было получено первоначально на основе ошибочных допущений Дюпюи и которое будет выведено в последующем (гл. VI, п. 20) с помощью физически обоснованного приближенного метода, получает эмпирическое обоснование, за исключением учета возмущений, обязанных наличию капиллярного слоя. Так как при встречающихся на практике течениях мощность песчаника обычно значительно выше высоты капиллярного подъема в пласте, в большинстве случаев для расчетов будет вполне достаточной более простая формула (6). Что же касается формы ^ свободной поверхности, то, не- смотря на очень большое ко- Щ22,5 личество наблюдений, которые § были проделаны над высотой ^ 1 5 f 0 ее, эмпирические исследования оказались недостаточными, чтобы дать какое-либо аналити40 SO 80 100 120 № ческое представление об этой Длина резервуара (см) форме. На фиг. 145 приведено типичное семейство линий тоФиг. 145. Ряд типовых линий1 тока, на ка, включая сюда и их значе- блюденных при экспериментах с гравитания для капиллярной зоны, ционным течением. следы которых даются черниль7 — капиллярная секция;

2 — гидростатический ными струйками вдоль поверхуровень. ности поглощения. Теория Дюпюи-Форхгеймера дает совершенно точное уравнение свободной поверхности. Ошибка же его,заключающаяся в том, что теория не учитывает поверхности фильтрации у скважины, сама по себе является достаточной, чтобы обесценить все его усложнения, относящиеся к форме свободной поверхности. Как было показано выше, этот вывод следует также из эмпирического наблюдения, что распределение напора жидкости у основания может быть формально представлено тем же самым выражением (4), что и формула Дюпюи-Форхгеймера для свободной поверхности. Справедливость последней формулы требует совпадения между пьезометрическими высотами у основания и высотами свободной поверхности. Однако опыты не подтверждают даже их приближенной сходимости. Что же касается допущений Дюпюи относительно цилиндрического течения в отдаленных частых системы при радиальном течении, то из эмпирических заключений для уравнений (4) и (б) можно извлечь косвенное подтверждение этого положения. Небольшое наблюдение показывает, что течение определяется значением скорости у основания, соответствующей уравнению (4), помноженной на напор поглощения he. Это в свою очередь налагает условие постоянства скорости вдоль поверхности поглощения, как это требуется гипотезой „цилиндрического течения". В дальнейшем будет показано, что приближенная теория (гл. VI, п. 20) также приводит к практически постоянной скорости по Часть II. Установившееся течение жидкостей глощения, если радиус внешнего контура, как это легко выводится из уравнения (5), г л. VI, п. 20, значительно превышает мощность песчаника. С другой стороны, следует заметить, что значение средней скорости не является тождественной величиной гидравлического градиента свободной поверхности, который теоретически должен равняться нулю на внешнем контуре, но фактически дается градиентом напора жидкости в основании системы. 19. Составной напор при гравитационном течении. В исследовании, которое было описано в предыдущем разделе, были установлены зависимости между давлением и течением, контролирующие радиальное гравитационное течение. Полученные выводы были распространены на системы, в которых радиальные перемещения наложены на простое гравитационное течение. Это положение соответствует системам, в которых уровни или напоры жидкости в нагнетательных краях системы выше мощности песчаника. Разумеется, динамические столбы жидкости в скважинах должны быть при этом меньше Фиг. 146. Схематическое представление состав- мощности песчаника. В проного гравитационного течения. тивном случае течение будет / - поверхность забоя скважины;

2 - песок. СТрОГО ДВухраЗМерНЫМ И р а диальным без всякого гравитационного компонента. Небольшое рассмотрение показывает, что в первом приближении сложное течение, охарактеризованное нами выше, может решаться аналитически как строго радиальное течение, непосредственно наложенное на гравитационное. На фиг. 146 приведена диаграмма, из которой видно, что если h — мощность песчаника;

hQ—напор жидкости на поверхности поглощения и hw — напор жидкости в скважине, то радиальный компонент расхода дается [уравнение (10), гл. IV, п. 2 ] :

2llkh ^ 0 ~~ ® Компонент гравитационного течения будет, согласно уравнению (6) гл. IV, п. 18:

так что результирующий суммарный расход:

7i~k{2hho — h2 — h In rjrw ei' (2) Так как капиллярный слой не будет полностью развит, когда напор жидкости у нагнетательной поверхности будет превышать высоту песка, Глава VI. Гравитационное течение влияние его будет ничтожным. Табл. проверок уравнения (2), где 13 показывает типовую серию h = 29,0 см;

ге = 39 см;

rw= см;

пк = 0,0335.

Эти данные были получены на цельнометаллическом, выдерживающем давление 15° секторе, в днище которого были расположены манометрические трубки для замера значений /г, аналогично схеме, представленной на фиг. 140. Следует заметить, что согласованность наблюденных и подсчитанных расходов в данном случае значительно лучше, чем при опытах со строго гравитационным течением. Проделывая аналогичный анализ по распределению напора жидкости при сложном течении, легко сделать вывод, что результирующий напор жидкости при радиусе г у основания должен выразиться:

(3) In \nre/rw " rw ' у " in rJrw * г Табл. 14 приводит эксперименты, проверяющие это уравнение для граничных условий А Л о = 50,4 см;

rw = 6, 4 см;

Л = 40,5 см;

ге= 156,0 ел*;

hw = 0 ;

Q = 50,0 см3/сек.

В данном случае согласованность в величине расходов опять гораздо лучше, чем для простого гравитационного течения. Поэтому можно рассматривать оба уравнения дающими вполне удовлетворительные решения. Т а б л и ц а 13 Сравнение наблюденных и подсчитанных расходов в радиальной системе со сложным напором и гравитационным течением К 89,47 78,38 59,67 39,37 70,87 47,57 78,37 58,47 44,97 74,37 59,57 48,17 68,17 50,87 35,55 61,47 56,47 48, к 27,47 27,47 27,47 27,47 22,57 22,57 17,17 17,17 17,17 12,57 12,57 12,57 6,97 6,97 6,97 0,17 0,17 0, Подсчитанный расход, см*/сек Наблюденный расход, см /сек 46,97 38,56 24,38 8,99 36,07 18,41 44,56 29,48 19,25 43,32 32,09 23,46 40,05 26,94 15,32 35,61 31,82 25, 46,1 38,4 23,7 8,6 36,1 18,5 44,2 29,0 19,3 43,5 31,5 23,9 40,8 27,0 16,4 36,1 32,1 26, Часть II. Установившееся течение жидкостей Таблица 1 Сравнение наблюденного и рассчитанного распределения напора жидкости у основания радиальной системы для сложного напора и гравитационного течения РассчитанНаблюденРассчитанНаблюден (г), см ный (Л), см ный (Л), см (г), см 55,8 66,0 76,2 86,4 96,5 106,7 116,8 127,0 137,2 147,3 156, ный (Л), см ный (Л), см 6,4 10,2 15,3 20,3 25,4 30,5 35,6 40,6 45,7 50, 0 16,4 23,5 27,8 30,6 33,0 34,9 36,5 37,6 39, 0 15,7 22,8 27,4 30,6 33,2 35,1 36,8 38,0 38, 39,9 41,8 43,0 44,4 45,6 46,7 47,6 48,3 49,1 49,7 50, 40,0 41,7 43,1 44,3 45,4 46,5 47,4 48,5 49,3 50,0 50, 20. Приближенная потенциальная теория расхода при гравитационном течении. Было показано, что вследствие сомнительного характера допущений, лежащих в основе теории Дюпюи-Форхгеймера, успех ее, приведший к установлению расхода при линейном и радиальном гравитационных течениях [уравнения (8) и (9), гл. VI, п. 17], которые дают исключительно близкие приближения к значениям расходов, получаемым с помощью точного аналитического решения или прямыми экспериментами, следует рассматривать как в значительной степени случайный. Было показано на основании общих рассуждений и специальных расчетов (гл. VI, п. 5), что эти допущения являются ложными. Чтобы разрешить это противоречивое положение, при котором формулы расхода принимаются в таком неблагоприятном освещении, мы дадим краткую теорию, которая также приводит к указанным формулам, но является свободной от допущений Дюпюи. Она включает только те приближения, при которых можно заранее ожидать, что они дадут небольшие ошибки в конечных расчетах величины расхода. Эта теорияг базируется на замене реального гравитационного течения таким, которое обладает теми же граничными условиями, но не включает свободную поверхность. Так, для линейного течения с напором поглощения he и напором стока hw приближенная система, заменяющая физическое гравитационное течение 'ABCDE, будет AFDE с теми же самыми граничными условиями вдоль AF и ED, как и в ABCDE (фиг. 147). Контуры ЕА и DF принимаются водонепроницаемыми. Вспоминая рассмотрение электрической модели гравитационного течения, которая дается в гл. VI, п. 6, видно, что приближенная система AFDE совершенно аналогична электрической модели гравитационного течения перед тем, как был M u s k at, M, Physics, 6, 402, 1935;

также Trans. Amer. Geophys. Union p. 391, 1936.

Глава VI. Гравитационное течение вырезан угол FCD, чтобы создать подобие свободной поверхности CD. Так как потенциал вдоль CF нарастает постепенно, пока B F не станет равным соответственному значению вдоль ED, ясно, что суммарный расход вдоль CF должен быть очень мал. Поэтому участок DCF сообщит очень небольшую величину дополнительного расхода, помимо того, который проходит при физическом гравитационном течении ABCDE1. Отсюда расход через AFDE будет по необходимости превышать величину расхода через ABCDE, так как: ACDE имеет большее проницаемое сечение, чем ABCDE. Вполне резонно ожидать, что этот излишек в расходе не будет иметь практического значения и оба расхода будут очень близки по своему абсолютному значению. Справедливость этого подтверждается непосредственными электрическими измерениями 2 проводимости модели приближенной системы AFDE и системы ABCDE, соответствующей Фиг. 147. Схема приближенной системы случаю I, гл. VI, п. 5, кото- для подсчета величины расхода через плотину с вертикальными фасами. рый показывает, что излишек величины первого расхода над вторым составляет не более 1/4,%. В дальнейшем это обстоятельство подтверждается сравнением величины расхода, полученной теоретически из приближенной теории и рассчитанной по точному методу годографа согласно гл. VI, п. 5. В свою очередь теоретическое значение расхода через приближенную систему AFDE легко устанавливается после того, как будет определено внутреннее распределение потенциала соответственно граничным условиям, а именно = 0, he\ Л дФ ф= 0

В действительности, как это будет показано дальше, плотность расхода вблизи F будет даже отрицательной, так как значение потенциала, например, вдоль FD уменьшается, удаляясь от F. 2 W y e k off R. D. and R e e d D. W, Physics, 6, 395, 1935. s См. гл. VI, п. З.

314 выражена:

Часть II. Установившееся течение жидкостей 2Щ VI [ ( - ! ) " - cos nnhjhe] jwy_ ппк Связанный с этим расход будет, очевидно, о что является идентичным уравнению (8), гл. VI, п. 17, которое вытекает также из теории Дюпюи-Форхгеймера и дает значения Q/k* последнего ряда табл. И. Возвращаясь опять к сравнению этих значений Q/k2 и соответствующих значений, приведенных в соседнем ряду, получающихся на основе точной теории, видно, что в пределах ошибки выкладок (1%) оба ряда согласуются довольно точно. Это доказывает, что излишек расхода в приближенной системе по сравнению с физическим течением не может превзойти порядок величины этих ошибок. Правильность установления величины расхода приближенной теорией не является случайной. Это можно доказать на основании того, что представленная теория дает также возможность хорошо воспроизводить распределение давления или потенциала вдоль основания системы гравитационного течения ЯЛ. Так, принимая в уравнении (2) у = 0 и беря значения he, hw и L, соответствующие случаю I, гл. VI, п. 5, получаем конечное распределение давления вдоль ЕА, показанное кружочками на фиг. 103. Согласованность с соответствующими сплошными кривыми, подсчитанными на основании точной теории гл. VI, п. 5, повидимому, настолько близка, насколько это можно ожидать вообще от приближенной Теории. Действительность показывает, что последняя дает удовлетворительное физически приближенное представление линейного гравитационного течения с такой стороны, которая непосредственно не относится к самой свободной поверхности. Фактически распределение скорости вдоль поверхности поглощения ED, как это налагается условиями уравнения (2) и как это представлено для того же случая соответствующими кружками на фиг. 103, также является вполне удовлетворительным приближением к реальному течению1. Наконец, распределение скорости вдоль поверхности стока AF представляет собой приближенное изображение правильного распределения, за исключением участка над и под свободной поверхностью, как это опять показано кружочками на фиг. 103. Изменение знака скорости вблизи верхнего края поверхности стока, разумеется, обязано тому обстоятельству, что приближенная теория налагает условия существования реального источника жидкости вблизи верхнего края поверхности стока, чтобы поддержать здесь высокий потенциал. Аналогичная приближенная система Аналогичное условие, налагаемое теорией Дюпюи-Форхгеймера, будет прямая линия, параллельная ED (фиг. 103) на расстоянии и/к = 0,925.

Глава VI. Гравитационное течение может быть построена для задачи радиального гравитационного течения. Так, принимая опять в качестве граничных условий те, что соответствовали системе до введения в нее контура свободной поверхности, т. е.

У-0, he:

w ] -^- = 0;

^ -'— r = re, 0

hw

, r e —радиусы контуров;

циала определится из выражения:

внутреннее распределение потен к (ftf- hi) in r/r^ 2he In re/r 2/^Л е где lie ~\ т fn™\rs fnnre\ fmre\hr f ПЖ\,а\ w / 0, /( 0 —бесселевы функции третьего рода нулевого порядка 2. В данном случае величина расхода опять дается формулой ДюпюиФорхгеймера, так как """" ~ — ' e w (7) о члены ряда при интегрировании становятся равными нулю. Как это было показано в гл. VI, п. 18, формула эта воспроизводит с точностью, достаточной для всех практических целей, эмпирически наблюденные значения расхода при радиальных гравитационных течениях. В данном случае точный вывод этой формулы для приближенной системы, определяемой уравнением (4), опять показывает, что она дает величину расхода, несколько более высокую, чем соответствующая величина при физическом гравитационном течении. Заранее можно ожидать, что такое несоответствие будет не больше ошибки расчета величины расхода по эмпирическим данным. На фиг. 142 показано крестиками распределение потенциата или давления у основания системы радиального течения, соответствующее одному из экспериментов на песчаной модели, описанной в гл. VI, п. 18. Согласованность с эмпирическими наблюдениями —сплошная линия ^ Для.практических расчетов член jn (V) г для г е^^е может быть при К -ближенно заменен через 8 См. гл. XVII, „Modern Analysis", Е. Т. Whittaker and G. N. Watsom.

Часть II. Установившееся течение жидкостей и точки — в данном случае не так близка, как это имеет место между приближенно и точно рассчитанным распределением для линейного течения. Однако этот разрыв имеет весьма ограниченную величину. В результате высокой концентрации градиентов давления при радиальном течении, а отсюда большей восприимчивости участка вблизи 1 поверхности стока к изменениям своей геометрии 9 следует ожидать в действительности лучшей согласованности именно для случая линейного течения. При этом следует отметить, что уменьшение в толщине фактического русла вблизи поверхности стока, вследствие образования: свободной поверхности при физическом гравитационном течении, влияет более серьезно на отдельные свойства последнего при радиальном нежели при линейном течении х. С другой стороны, приближения уравнения (5) к правильной величине распределения давления у основания системы могут считаться;

в действительности достаточно близкими, чтобы показать отсутствие случайности в применении более точной формулы для величины расхода (уравнение 7), тогда как в теории Дюпюи-Форхгеймера случайность имеет место без всякого сомнения. На основании наблюдения, что применение указанной приближенной теории при выводе уравнений (3) и (7) для величины расхода при линейном и радиальном гравитационных течениях является по существу тождественным обобщенной теореме,, выведенной в гл. IV, п. 5 для расхода при плоском радиальном течении с произвольно выбранным распределением давления на круговых контурах, можно предложить более простой и все же удовлетворительный с физической стороны метод для вывода уравнений (3) и (7). Следует напомнить, что в настоящем разделе было показано: величина расхода дается формулой, аналогичной строго радиальному течению [уравнение (10), гл. IV, п. 2], при условии, что для граничных давлений приняты усередненные величины фактического» граничного распределения [уравнение (12), гл. IV, п. 5]. Уравнения (3) и (7) можно вывести на основе той же самой процедуры. Так, из любого уравнения (1) или (4) следует, что средняя величина потенциала на поверхности стока высотой he, находящейся под воздействием постоянного потенциала khw до высоты hWy определяется из выражения: (8) e Так как потенциал на поверхности поглощения равняется chey разность средних потенциалов выразится: АФ = * (Н\й та (9) »>.

Прилагая это выражение к формуле расхода при строго линейном течении [уравнение (4), гл. II, п. 5], получим непосредственно уравнение (3). Уравнение (7) вытекает из приложения уравнения (9) к выражению для величины расхода при строго радиальном течении [уравнеЭто явление аналогично большей чувствительности расхода при радиальных течениях к проницаемости песчаника у непосредственной поверхности стока по сравнению с линейными течениями (гл. VII, п. 3, и гл. VIII, пп, 3 и 4).

Глава VI. Гравитационное течение (10), гл. IV, п. 2]. Аналогичным путем можно решить типовую задачу о сложном гравитационном течении, которая рассматривалась в гл. VI, п. 19. Принимая потенциал на внешнем контуре, равным kh0> где /z0 больше мощности песчаника h = he, средний перепад потенциала принимает вид, вместо уравнения (9):

2ft Прилагая это выражение к формуле расхода при строго радиальном течении, получаем непосредственно уравнение (2), гл. VI, п. 19, которое было установлено эмпирическим путем1. Следующим практическим приложением этого метода является гравитационное течение в несовершенных скважинах. В этом случае, оставляя без внимания отдельные детали распределения потенциала на поверхности скважины и внешнего контура, текущий дебит скважины « частичным вскрытием h пласта песчаника, суммарной мощностью /г, с может быть получен из следующего выражения:

2лШЛФ где С — геометрический фактор, учитывающий несовершенство скважины, как это следует из гл. V, п. 4 и выраженный кривыми на фиг. 17;

ДФ — разность среднего значения потенциала между поверхностью скважины и внешним контуром. Если при этом hw(

"* - Л*) откуда текущий дебит скважины будет: Clnrjr Сравнение этого выражения с (7) показывает, что эффект несовершенства скважины, работающей при гравитационном течении, может быть принят во внимание введением того же самого поправочного фактора (фиг. 17), который учитывает явление несовершенства для скважин с нормальным напорным режимом. Аналогичным же путем можно показать, что уравнение (2), гл. VI, п. 19, объединенное с тем же самым поРазумеется, этот же вывод можно получить из приближенной теории простой подстановкой в уравнение (4), Ф = кН0 для граничных условий при г = ге вместо

w Часть II. Установившееся течение жидкостей правочным фактором С, даст величины текущих дебитов в несовершенных скважинах, работающих под сложным воздействием силы тяжести и напора (давления). Наконец, можно заметить, что приближенные методы этого раздела можно приложить к гравитационным течениям с более сложной геометрией по сравнению с теми, которые нами специально рассматривались в настоящем разделе. Так, например, можно получить величину текущих дебитов различных единиц из групп артезианских скважин, работающих при простом или сложном гравитационном течении, из соответствующих значений, выведенных в главе IX для скважин, работающих на напорном режиме, простой заменой в последних формулах приложенных перепадов давления значениями ygA0/k, которые даются с уравнениями (9) или (10). Аналогичным путем, прибегая к той же самой подстановке в уравнении (8), гл. IV, п. 7, можно получить текущий дебит скважины, работающей при гравитационном течении вблизи развитого линейного источника, например, реки или канала. Действительно, эта процедура должна дать близкое приближение к истинному значению величины расхода при любом гравитационном течении, где свободная поверхность резко не обрывается, оставляя поверхность поглощения или внешний контур так, что объем соответствующей приближенной системы будет намного превосходить соответствующую ей величину при физическом гравитационном течении г. 21. Заключение. Когда средняя высота по вертикали, при которой жидкость покидает пористую среду, меньше той, при которой она поступает в последнюю, сила тяжести принимает на себя роль движущего агента, создающего течение в среде и через поверхности стока. Эта сила в действительности является градиентом потенциальной энергии жидкости, так как он перемещает последнюю от более высоких уровней поглощения к пониженным уровням стока. По мере того как жидкость перемещается от поверхности поглощения, она использует свою потенциальную энергию на преодоление сопротивления пористой среды. Более того, обладая тенденцией падать к нижнему уровню, жидкость в общем случае будет отрываться от верхней границы пористой среды и давать начало образованию „свободной поверхности", создающей естественный контур зоны насыщения, над которой среда будет сухой и свободной от жидкости. Капиллярными явлениями мы пренебрегаем. Присутствие этой свободной поверхности характеризует все гравитационные течения в противоположность тем системам, которые подвержены внешнему давлению жидкости и где жидкость под напором заполняет весь свободный объем пористой среды. Так как свободная поверхность представляет собой контур течения, через который не происходит никакого движения, ясно, что она является предельной линией тока системы. Более того, поскольку область поверх свободной поверхности свободна от жидкости, давление в этой области должно быть постоянным. Поэтому потенциал в каждой точке свободной поверхности будет Те же самые конечные формулы были уже получены для большого количества случаев применением теории Дюпюи-Форхгеймера (Гидравлика, глава III). Однако следует быть весьма осторожным при выводе заключений, связанных со свободной поверхностью, которые дает эта теория.

Глава VI. Гравитационное течение изменяться линейно в зависимости от высоты ее над произвольно выбранной горизонтальной плоскостью. При негравитационных течениях изменения потенциала на линиях тока по контурам заранее не известны и должны устанавливаться на основании нахождения распределения потенциала внутри системы. Знание же изменения потенциала над свободной поверхностью можно рассматривать как компенсацию того обстоятельства, что нам неизвестна заранее геометрическая форма свободной поверхности. С аналитической точки зрения задача определения геометрической формы свободной поверхности, даже если изменение потенциала поверх нее известно, является гораздо более трудным для решения, чем нахождение изменения потенциала, когда геометрические формы всех граничных элементов заранее предуказаны. Эта особенность проблемы и делает математическую обработку задач гравитационного течения особенно трудной. Определение истинной формы свободной поверхности, даже длж простейших систем, является весьма сложной задачей. Однако некоторые из свойств ее могут быть установлены на основании общих соображений. Быть может наиболее важным свойством свободной поверхности является то обстоятельство, что она всегда будет заканчиваться на поверхности стока поверх уровня поступающей жидкости, за исключением отдельных случаев, которые могут возникнуть, когда поверхности стока наклонены к горизонту менее 90°. Течение через участок поверхности стока между окончанием свободной поверхности и уровнем поступающей жидкости будет представлять собой фильтрацию в область,, свободную от пористой среды и жидкости. Эта область будет поэтому подвержена постоянному атмосферному давлению, но не будет представлять поверхности линии тока. Этот участок поверхности стока именуется „поверхностью фильтрации". Так как геометрическая форма свободной поверхности, включая сюда ее окончание на поверхности стока, заранее не известна, не будет также известна длина поверхности фильтрации. В том случае, когда уровень стекающей жидкости равняется нулю, весь расход при гравитационном течении должен поступать через поверхность фильтрации, но существование этого явления было установлено только нелавно. Таким образом, при аналитической обработке задач гравитационного течения это обстоятельство было принято в расчет только в относительно небольшом количестве случаев. Можно определить путь,, каким заканчивается свободная поверхность у поверхности фильтрации, без всякого специального анализа. Так, она будет касательной к поверхности стока, если наклон последней отрицателен или же бесконечен, и будет пересекать ее вертикально, если наклон поверхности, стока положителен (гл. VI, п. 1). Суммарная скорость вдоль свободной поверхности в пористой среде никогда не может превзойти величины скорости свободного падения, обязанной силе тяжести, и ее горизонтальная слагающая никогда неможет быть более половины скорости свсбодного падения. Скорость в нижней оконечности поверхности фильтрации будет всегда бесконечно высокой, за исключением случаев нарушения закона Дарси, когда будут превзойдены критические скорости, свойственные некоторым жидкостям и средам, составляющим систему (гл, I I, п. 2).

Часть II. Установившееся течение жидкостей Первой практической задачей, для которой было получено полное и удовлетворительное решение, является дренаж наклонно падающего ©одяного песчаника канавой, прорытой в кровле песчаника. Единственное существенное приближение, которое дается Гопфом и Трефтцом при решении этой задачи, заключается в пренебрежении поверхностью фильтрации при входе свободной поверхности в дренажную канаву со стороны верхнего течения подземных вод. Анализ базируется на предварительном преобразовании комплексной переменной первоначальной плоскости z, изображающей течение, на промежуточную плоскость, где интересующая нас область принимает вид трапецоидальной фигуры и где все контурные участки, включая и те, что относятся к свободной поверхности, определяются однозначно, за исключением соответствующей геометрической формы канавы. Затем на квадранте вспомогательной плоскости получают отображение этой шоскости, а также плоскости, дающей изображение распределения эквипотенциальных линий и линии тока первоначального течения. Таким образом, неявно дается требуемая зависимость между потенциалом скорости, функцией тока и координатами в плоскости г. Однако отображение трапецоидальной фигуры требует выбора геометрической формы участка, соответствующего контуру канавы, который в свою очередь накладывает условие единственности формы самой канавы. При практическом приложении этой теории неудобно устанавливать заранее форму канавы, а более простой процедурой будет выбрать функцию преобразования, а затем уже в конце анализа определить геометрическую форму канавы, обусловленную этим выбором. Наиболее ценным выводом из этого анализа для практики является установление зависимости между общим количеством жидкости, которая отводится канавой, и снижением уровня свободной поверхности со стороны ее верхнего по течению края. Найденная зависимость показывает, что та часть первоначальной водонасыщенности песчаника, которая отводится канавой, равняется отношению величины снижения уровня свободной поверхности у канавы к мощности ненарушенного слоя водонасыщенного песчаника [уравнение (8), гл. VI, п. 2 ]. Этот вывод противоположен тому, который дают предшествующие формулы, которые включали в себя также ширину канавы и глубину воды в ней. Весьма сильным, однако очень трудным, методом математической обработки задач гравитационного течения является метод годографов. Годограф есть изображение динамической системы, в котором координатами являются компоненты скорости. Применение его при изучении гравитационных течений базируется на том обстоятельстве, что хотя геометрическая форма свободной поверхности заранее не известна, но годограф последней будет всегда представлен участком окружности и радиусом, равным половине скорости свободного падения, с центром «а отрицательной половине оси вертикальной скорости и проходящим через начало координат. Годограф прямолинейного водонепроницаемого контура будет прямой линией в плоскости годографа, параллельной контуру и проходящей через начало координат. Прямолинейная поверхность постоянного потенциала, образованная постоянной массой жидкости, имеет в качестве годографа линию, проходящую через начало координат и нормальную к контуру. Наконец, поверхность фильтрации представляется Глава VI. Гравитационное течение в плоскости годографа линией, нормальной к поверхности, если только последняя прямолинейна, и проходящей через нижнее пересечение с осью вертикальной скорости кругового годографа, соответствующего свободной поверхности. Таким путем можно получить полное отображение первоначальной системы на плоскость годографа, причем единственно неизвестными элементами будут числовые значения координат, соответствующие некоторым угловым точкам физического течения. Трудность математической обработки годографа, если даже известна его геометрическая форма, заключается в том, что он содержит круговой участок, соответствующий свободной поверхности, а отображение таких фигур на полуплоскость не может быть выполнено в общем случае с помощью элементарных функций, которые даются теоремой Шварца — Кристоффеля. Однако в том случае, когда физическое течение представлено проницаемой плотиной с проницаемыми фасами, годограф принимает форму (фиг. 99), которая может дать отображение на полуплоскость с помощью модулярных эллиптических функций. На действительной оси этой плоскости можно расположить промежуточную потенциальную функцию, дающую сумму наклонений векторов скорости и ускорения вдоль контура. Из этих граничных значений можно определить в целом на полуплоскости потенциальную функцию и ей сопряженную. Зависимость между этими функциями и компонентами скорости течения [уравнения (2) и (3), гл. VI, п. 2] окончательно приводит к интегральному воспроизведению распределения внутренних скоростей в последнем. Производя полностью эту процедуру, можно вывести аналитическим путем все интересующие нас свойства течения, воспроизводящего фильтрацию воды через плотину с вертикальными фасами, включая сюда точную форму свободной поверхности, распределение скорости вдоль фасов плотины, распределение давления вдоль ее основания и, наконец, расход фильтрации, проходящей через плотину. Числовые подсчеты, сделанные по этой методике, были выполнены только для шести специальных случаев, но и этих данных достаточно, чтобы показать все характерные особенности проблемы гравитационного течения в цечом. Так, установлено, что свободная поверхность покидает поверхность поглощения горизонтально и приближается к поверхности стока с постепенно увеличивающимся наклоном, переходящим в конечном итоге • касательную. Поверхность фильтрации достигает значительной велив чины. Порядок длины ее равняется половине разности напора жидкости между поглощением и стоком. Скорости вдоль поверхности поглощения возрастают равномерно от нуля у верхушки поглощаемого столба жидкости до максимума у его основания. Горизонтальная скорость вдоль поверхности стока у окончания свободной поверхности равняется нулю и возрастает до бесконечно больших значений, переходя вниз к крайней оконечности поверхности фильтрации. Если уровень жидкости на стоке не равен нулю, то скорость равномерно уменьшается с переходом вниз вдоль поверхности стока, пока не будет встречено водонепроницаемое ложе (см. фиг. 103 —106). Важным практическим выводом из этих выкладок является тот факт, что можно получить с исключительной точностью величину расхода на Часть II. Установившееся течение жидкостей единицу длины через такие плотины с вертикальными фасами на осно вании весьма простой формулы:

где к — проницаемость плотины;

у и ц—плотность и вязкость жидкости;

g — ускорение силы тяжести;

he и hw —напоры жидкости на поверхности поглощения и стока плотины;

Pages:     | 1 |   ...   | 4 | 5 || 7 | 8 |   ...   | 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.