Гидромеханика в нефтегазовом деле
Понятие науки о механике сплошной среды, применение гидромеханики при бурении нефтяных и газовых скважин. Гидростатика и элементы динамики жидкостей, уравнения движения и равновесия материальной точки. Уравнения состояния идеальных и реальных жидкостей.
| Рубрика | Геология, гидрология и геодезия |
| Вид | монография |
| Язык | русский |
| Дата добавления | 17.05.2015 |
| Размер файла | 258,2 K |
Отправить свою хорошую работу в базу знаний просто. Используйте форму, расположенную ниже
Студенты, аспиранты, молодые ученые, использующие базу знаний в своей учебе и работе, будут вам очень благодарны.
Размещено на http://www.allbest.ru/
ВВЕДЕНИЕ В МЕХАНИКУ СПЛОШНОЙ СРЕДЫ
МСС - наука о движении газообразных, жидких и твёрдых деформируемых тел. Для использования аппарата математического анализа используется идеализированное понятие среды как непрерывного континуума, то есть среда сплошным образом заполняет часть пространства, занятого телом.
В МСС рассматриваются движения тел с изменяющимися расстояниями между точками во время движения.
МСС возникла в связи с решением таких задач, как установление закономерностей истечения жидкостей из сосудов, просачивание жидкости через грунт и т.п.
В настоящее время МСС делят на 2 крупные области: гидромеханику (механику жидкости и газа) и механику твёрдых деформируемых тел.
Гидромеханика включает в себя:
механику идеальной жидкости;
механику вязкой жидкости (ньютоновской);
механику неньютоновской жидкости;
механику турбулентных течений.
Механика деформируемых твёрдых тел состоит из:
теории упругости;
теории пластичности;
теории ползучести;
механики сыпучих тел.
Различные тела даже при одних и тех же условиях ведут себя по-разному, поэтому определяющие процесс параметры, функции, граничные условия и дифференциальные уравнения НЕ ОДИНАКОВЫ.
Основными законами механики, справедливыми для любого объёма всякой сплошной среды, служат закон сохранения массы, закон сохранения количества движения, закон сохранения энергии.
Связью между параметрами, определяющими механическое поведение конкретной СС в конкретных условиях внешнего воздействия, являются УРАВНЕНИЯ СОСТОЯНИЯ.
ГИДРОМЕХАНИКА В НЕФТЕГАЗОВОМ ДЕЛЕ
При бурении нефтяных и газовых скважин практически все технологические процессы и операции сопровождаются различными гидромеханическими явлениями, которые во многом определяют качество и эффективность буровых работ, особенно на стадии заканчивания скважин.
Гидромеханика, или механика жидкости, рассматривает явления, связанные с покоем жидкости (гидростатика) и её движением (гидродинамика).
При этом основное внимание уделяется решению двух задач: определению силового взаимодействия жидкости с окружающими её твёрдыми телами и определению распределения скоростей и давлений внутри жидкости.
ГИДРОМЕХАНИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА И МОДЕЛИ ЖИДКОСТЕЙ
Жидкость - это агрегатное состояние вещества, сочетающее в себе черты твёрдого (сохранение объёма, определённая прочность на разрыв) и газообразного (изменчивость формы, подвижность) состояний.
Все жидкости способны в той или иной мере изменять свой объём под действием сжимающих усилий, то есть, обладают сжимаемостью. Это свойство характеризуется коэффициентом сжимаемости
,
где V - объём жидкости, p - давление.
Объём жидкостей изменяется вследствие температурных воздействий. Это свойство жидкостей характеризуется коэффициентом теплового расширения
,
где Т - температура.
Коэффициенты сжимаемости и теплового расширения обычно принимают постоянными, так как для давлений и температур, представляющих интерес для практики бурения, их изменение незначительно. В этом случае изменение объёма можно определять по формулам:
V = V0 (1 - p p);
V = V0 (1 + m T).
В гидромеханике жидкость представляется сплошной средой с непрерывным распределением в ней основных физических свойств, то есть, все механические характеристики являются функциями координат точки и времени.
В этом заключается гипотеза о непрерывности и сплошности среды.
Одна из основных физических величин, характеризующих жидкость, - плотность , которая определяется выражением
,
где М - масса жидкости в объёме V.
По плотности жидкости можно определять удельный вес , характеризующиё объёмные силы тяжести, согласно формуле
g.
Принимая во внимание сжимаемость и тепловое расширение, имеем f(p,T), а с учётом коэффициентов сжимаемости и теплового расширения
Все реальные жидкости обладают свойством сопротивляться усилиям, касательным к поверхности выделенного объёма, то есть, усилиям сдвига. Это свойство называют ВЯЗКОСТЬЮ.
Причина возникновения вязкости - диффузия молекул, сопровождающаяся переносом количества движения из одного слоя в другой и таким образом обуславливающая возникновение сил внутреннего трения в жидкости.
Рассмотрим равновесие выделенного в жидкости элементарного объёма.
В общем случае действующие силы можно разделить на поверхностные (силы трения, поверхностного натяжения, упругости) и объёмные (силы тяжести, инерции, электрического и магнитного взаимодействия).
В общем случае поверхностные силы разлагаются на нормальную и касательную составляющие.
Нормальная составляющая вызывает деформацию сжатия, её называют давлением (р).
Касательная составляющая вызывает деформацию сдвига и напряжения трения (r).
Взаимосвязь между касательными напряжениями и характеристиками движения жидкости обуславливает реологические свойства.
Если рассмотреть две параллельные площадки в движущейся жидкости, которые отстоят друг от друга на расстоянии h и движутся с скоростями v и v + v, то жидкость, подчиняющаяся закону вязкости Ньютона, имеет следующую формулу для определения касательного напряжения:
,
где коэффициент внутреннего трения или динамической (абсолютной) вязкости.
Наряду с коэффициентом динамической вязкости на практике используется коэффициент кинематической вязкости, определяемый по формуле
= .
Помимо жидкостей, подчиняющихся закону Ньютона (вода), в практике бурения используются жидкости, которые этому закону не подчиняются. Такие жидкости называются неньютоновскими или аномальными.
Поведение и свойства таких жидкостей изучаются реологией - разделом физической механики. В зависимости от реологического поведения жидкости можно разделить на две основные группы:
вязкопластические жидкости, для которых
(где - коэффициент структурной вязкости; 0 - динамическое напряжение сдвига);
аномально вязкие жидкости, для которых
.
( k - коэффициент консистентности, n - показатель степени).
Аномально вязкие жидкости называют:
· псевдопластичными, если они имеют n 1,
· дилатантными (расширяющимися или растягивающимися), если n 1,
· ньютоновскими при n = 1.
Аномально вязкие жидкости обладают свойствами твёрдого тела и жидкости, то есть проявляют упругое восстановление формы после снятия напряжения. Эти жидкости называют вязкоупругими, к ним относится модель Максвелла, или модель релаксирующего тела, для которого
,
где G - модуль упругости при сдвиге. Для этих тел важным параметром является величина G, которая называется временем релаксации и характеризует время затухания упругих напряжений в жидкости. Так в случае dv/dh
,
где 0 - начальное упругое напряжение сдвига при мгновенном напряжении.
Из этого выражения следует, что при t = /G напряжение в жидкости уменьшится в е раз, а при t оно станет равным 0, то есть напряжение в теле полностью исчезнет. Чем меньше для жидкости время релаксации (G ), тем слабее проявляются твёрдообразные свойства жидкостей, так как в модели такой жидкости член ddt 0, и поведение тела станет неньютоновским.
При рассмотрении неньютоновских жидкостей вводится понятие эффективной вязкости, которое
для вязкопластичных жидкостей определяется по формуле
,
а для аномально вязких жидкостей
.
Использование этих гидромеханических моделей и свойств жидкостей позволяет решить основные задачи гидромеханики в бурении.
КИНЕМАТИКА СПЛОШНОЙ СРЕДЫ
Задача кинематики - описание движения среды независимо от внешних условий, которые инициируют и поддерживают движение. Т.к. СС представляет собой непрерывную совокупность точек, то чтобы описать её движение, необходимо описать движение ВСЕХ точек.
Движение обычно определяется по отношению к некоторой системе отсчёта, которую мы называем системой координат. Если нет особой оговорки, то через х1, х2, х3 будем обозначать координаты любой ортогональной системы.
Способ Лагранжа. Задаются законы изменения положения (подвижная система отсчёта), скорости, ускорения и других величин, то есть кинематические уравнения движения:
хi = xi (1,2,3, t) (i = 1,2,3), (1.1)
где i являются координатами фиксированной (индивидуальной) точки среды. Совокупность величин и t называются переменными Лагранжа.
Построение математической модели любой СС опирается на понятие закона движения.
Запишем проекции скоростей и ускорений точек среды на оси координат хi, которые определяются обычными равенствами:
, (1.2)
Способ Эйлера. Задаются перемещение, скорость, ускорение в точке пространства (неподвижная система отсчёта), мимо которой в данный момент проходят частицы среды, как функции координат точек пространства xi и времени t:
ui = ui (x1, x2, x3 , t);
vi = vi (x1, x2, x3 , t); (1.3)
ai = ai (x1, x2, x3 , t).
Совокупность параметров хi и t называют переменными Эйлера.
Переход от переменных Лагранжа к переменным Эйлера и наоборот. Если у нас есть закон движения СС в форме (1.1), то чтобы перейти к переменным Эйлера необходимо разрешить уравнения (1.1) относительно i .
i = i(x1, x2, x3 , t). (1.4)
При фиксированных координатах хi эти соотношения указывают те точки i СС, которые в разные моменты времени проходят через данную точку пространства.
Для перехода от переменных Лагранжа к переменным Эйлера (хi, t), необходимо в формулы для проекций скоростей vi = vi (1,2,3, t)и других величин подставить соотношения (1.4).
Пусть задано распределение скорости в форме Эйлера (1.3), тогда, учитывая равенства (1.2) , получим СИСТЕМУ ОБЫКНОВЕННЫХ ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНЫХ УРАВНЕНИЙ относительно хi :
где (i = 1,2,3)
Решая эту систему, определим хi = хi(С1, С2, С3, t), где - С1, С2, С3 - постоянные, определяемые по хi при t = t0, то есть, они являются координатами индивидуальной точки сплошной среды (переменными Лагранжа).
ПОЛЯ В ГИДРОДИНАМИКЕ
При изучении движения жидкости рассматривают её как сплошную среду. Таким образом, рассматривают не движение конечного числа отдельных частиц, а поля различных физических величин: скорости, плотности, давления и т.д. Такие поля можно назвать материальными полями. Математически эти поля описывают системой функций от координат и времени. Такой подход типичен не только для механики сплошных сред, но и для ряда других областей физики.
В общем случае поле является пространственным (трёхмерным), однако, иногда задачу упрощают, и рассматривают двумерные (плоские) или одномерные поля. В этом случае полагают, что физические величины зависят от одной или двух пространственных координат.
Если физические величины не зависят от времени, то поле называют стационарным, в противоположном случае - нестационарным.
При математическом описании полей предполагают, что существуют пределы значений физических величин в точке. Такой подход упрощает физическую реальность, так как не учитывает дискретность строения материи, но такая абстракция оправдана, нужно только разумно ограничивать область полученных результатов.
Так как в практических задачах размеры обтекаемых тел намного порядков больше молекулярных размеров, то в этих задачах жидкость можно рассматривать как сплошную среду.
СКАЛЯРНЫМ называют поле, которое характеризуют в каждой точке пространства одним числом. Скалярное поле описывают одной функцией, зависящей от трёх координат. (Например, поле плотности или температуры).
Основное свойство скалярной функции а(х1 ,х2 ,х3) состоит в том, что её численное значение не меняется при преобразовании координат. Если перейти от старой х1 ,х2 ,х3 к новой х1 ,х2 ,х3 системе координат, то значения плотности или температуры в фиксированной точке пространства, естественно, не изменяются:
а(х1 ,х2 ,х3)= а(х1 ,х2 ,х3).
ВЕКТОРНЫМ называют поле, которое в каждой точке пространства характеризуют ВЕЛИЧИНОЙ и НАПРАВЛЕНИЕМ. Например, поле скоростей жидкости. Вектор а в пространстве трёх измерений может быть задан тремя компонентами:
а1(х1 ,х2 ,х3), а2(х1 ,х2 ,х3), а3(х1 ,х2 ,х3),
то есть, тремя функциями от трёх переменных. Это можно записать в виде матрицы-столбца:
а
Введём новую декартову систему координат с тем же началом, НО С ДРУГИМ НАПРАВЛЕНИЕМ ОСЕЙ. Пусть lij - направляющий косинус оси xj относительно оси xi (i = 1,2,3; j = 1,2,3). Вычислим проекции того же вектора на новые оси координат:
a1 = l11 a1 + l21 a2 + l31 a3;
a2 = l21 a1 + l22 a2 + l23 a3;
a3 = l31 a1 + l32 a2 + l33 a3;
Следовательно, вектор подчиняется определённому закону преобразования его компонент и отличается от скалярной величины, численное значение которой не меняется при преобразовании координат. То есть, сам вектор не меняется в новых координатах, а меняются его компоненты.
Это выражение можно представить в индексной форме записи в виде суммы:
Или ещё более короткой
При такой записи пользуются двумя правилами:
Соглашение о суммировании. По индексу, встречающемуся дважды (немой индекс), производят суммирование от 1 до 3.
Соглашение о ранге. Индекс, встречающийся один раз (свободный индекс), пробегает значения от 1 до 3.
Таким образом, уравнение с одним свободным индексом означает запись трёх уравнений.
Помимо скалярных и векторных полей в МСС рассматриваются ещё и ТЕНЗОРНЫЕ ПОЛЯ.
Рис.1.1 Система напряжений на гранях элементарного объёма (Г.С. Самойлович. Гидрогазодинамика.С.8).
Вырежем в жидкости элементарный параллелепипед с рёбрами dx1, dx2, dx3 (рис.1.1). На грани этого параллелепипеда со стороны остальной жидкости действуют поверхностные напряжения. В общем случае на каждую грань действуют как НОРМАЛЬНЫЕ так и КАСАТЕЛЬНЫЕ напряжения. В принятой записи каждое из напряжений будет иметь два индекса. Первый индекс означает ориентацию площадки, на которую действует напряжение, второй - ось проектирования.
Компоненты напряжений можно записать в виде матрицы тензора напряжений
при i = 1,2,3; j = 1,2,3.
Первый индекс означает номер строки, второй - номер столбца. Нормальные напряжения имеют два одинаковых индекса - диагональ матрицы. Касательные напряжения имеют разные индексы. Ранг тензора равен числу индексов компонент.
Тензор второго ранга описывается в общем случае девятью функциями трёх переменных. Однако этот тензор обладает важной особенностью. Из условия равенства нулю моментов, действующих на элементарный объём следует, что касательные напряжения с одинаковыми, но расположенными в обратном порядке индексами равны: ij ji. Такой вектор называется симметричным и может быть записан как:
Следовательно, такой тензор напряжений выражается через шесть функций трёх переменных.
Компоненты напряжений представляют как нормальные, так и касательные напряжения. КАСАТЕЛЬНЫЕ НАПРЯЖЕНИЯ ВОЗНИКАЮТ ВСЛЕДСТВИЕ ВЯЗКОСТИ, которой обладают все реальные жидкости. В покоящейся вязкой жидкости касательные напряжения отсутствуют, так как скорости деформации равны нулю, а нормальные напряжения вызваны только давлением и не зависят от ориентации площадки. (Закон Паскаля).
Идеальная жидкость это жидкость, лишённая вязкости. Следовательно, в идеальной жидкости касательные напряжения отсутствуют, и матрица тензора напряжений принимает вид:
.
Перед Р по условию поставлен знак минус, так как давление обычно сжимает жидкость, то есть действует против положительного направления нормали к площадке.
Матрицу (1.10) можно сокращённо записать в виде ij P ij,
где ij = 1 при i = j; ij = 0 при i j , СИМВОЛ КРОНЕКЕРА.
Понятие установившегося движения относительно, так как в зависимости от выбранной системы координат одно и то же движение может быть установившимся и неустановившимся.
Пусть распределение плотности задано в переменных Лагранжа:
= (1,2,3, t), тогда изменение плотности частицы СС равно .
Если функция задана в переменных Эйлера: = (x1, x2, x3, t), необходимо перейти к переменным Лагранжа и воспользоваться правилом дифференцирования сложной функции, в результате чего получим:
Производная называется полной производной (индивидуальной, субстанциональной) и характеризует изменение плотности данной частицы сплошной среды в единицу времени.
Производная называется частной (местной, локальной) и характеризует изменение плотности в данной точке пространства в единицу времени.
Величина называется конвективной производной.
Аналогично формуле (1.5) можно написать формулы для определения полной производной по времени проекций любой векторной величины, заданной в переменных Эйлера.
Для любого векторного поля используют понятие векторных линий. Векторные линии - это семейство линий, касательные к которым совпадают с направлением вектора. В случае поля скоростей эти линии принято называть ЛИНИЯМИ ТОКА.
Если выбрать произвольную кривую С, не совпадающую с линией тока, и через каждую её точку провести линию тока, то образуется ПОВЕРХНОСТЬ ТОКА. Если кривая С замкнута, поверхность тока превращается в ТРУБКУ ТОКА.
Аналитически семейство линий тока можно найти из условия коллинеарности (расположения на одной прямой или на параллельных) элемента , взятого вдоль линий тока, и вектора скорости , то есть . Где d скалярный параметр.
Запишем дифференциальные уравнения линий тока в проекциях:
(i = 1,2,3).
Здесь - величина t - параметр.
Уравнения, описывающие закон движения или траектории движения частиц сплошной среды будут выглядеть таким образом, где t - переменная величина:
(i = 1,2,3).
То есть, линии тока не совпадают с траекториями. Совпадать они могут только в двух случаях:
При установившихся движениях (тогда между двумя последними уравнениями нет различия);
При неустановившихся течениях (когда поле скоростей меняется по величине, но не меняется по направлению).
Если какая-либо скалярная величина задана как функция переменных Эйлера, то в каждый момент времени можно рассматривать поверхность, где
f (x1 , x2 , x3 ,t) = const,
которая называется поверхностью равного уровня или эквипотенциальной.
Вектор-градиент скалярной функции в точке М - это вектор, направленный по нормали в какой-либо точке М поверхности (1.9) в сторону роста и равный по величине .
Вектор-градиент обозначается как grad и вычисляется по формуле:
,
где - единичные векторы по направлению и вдоль координатных осей.
Проекция вектора grad на некоторое направление определяет изменение плотностей в этом направлении:
где - угол между направлениями и ; Cos I - направляющие косинусы вектора .
Наибольшее изменение плотности происходит в направлении, нормальном к поверхности (1.9).
Поток скорости через поверхность. Если в поле скорости V (или любой другой векторной величины) мысленно провести некоторую поверхность S и в каждой точке её задать нормаль , то для определения объёма жидкости, протекающей за единицу времени сквозь поверхность S, необходимо вычислить интеграл
.
Поток скорости сквозь замкнутую поверхность S, отнесённый к единице объёма V, заключённого внутри S, называется РАСХОЖДЕНИЕМ или ДИВЕРГЕНЦИЕЙ скорости, т.е.
.
В декартовой системе координат дивергенция скорости вычисляется по формуле:
.
Отсюда видно, что дивергенция скорости определяет скорость объёмного расширения жидкости в бесконечно малой окрестности данной точки. Поэтому поток скорости через замкнутую поверхность S должен быть равен расширению всего объёма V жидкости внутри S, то есть
Это равенство называется формулой Гаусса.
Если в поле мысленно проведён какой-либо замкнутый контур L, ограничивающий некоторую поверхность S, то линейный интеграл
называется ЦИРКУЛЯЦИЕЙ СКОРОСТИ, а вектор, определяемый в виде
,
называется ВИХРЕМ или РОТОРОМ скорости.
В данном случае - единичные векторы, направленные соответственно по касательной к L и по нормали к поверхности S.
В декартовой системе координат вихрь скорости вычисляется по формуле
.
На основании теоремы Стокса имеет место равенство
.
В том случае, когда все проекции скорости могут быть определены одной функцией х1, х2, х3, t в виде , то есть = grad , то говорят, что поле скоростей потенциальное, а функция - потенциал скорости.
Проекция скорости vl на любое направление l определяется производной ddl .
Необходимым и достаточным условием существования потенциальных течений являются равенства (rot = 0):
.
Следовательно, безвихревое течение потенциально.
ГИДРОСТАТИКА И ЭЛЕМЕНТЫ ДИНАМИКИ ЖИДКОСТЕЙ
Основным законом гидростатики является постоянство давления в любой точке покоящейся жидкости для площадок, которые проходят через точку рх = ру = рz = рn , где рx ,рy ,рz , рn - гидростатические давления на площадях, соответственно перпендикулярных к осям х, у, z , n .
Гидростатическое давление не зависит от ориентировки площадок и в разных точках жидкости может быть различным: p =f (x, y, z). Если рассмотреть равновесие элементарного объёма покоящейся жидкости плотностью в поле сил тяжести или любой другой силы, имеющей на оси х, у, z, проекции х, у, z ускорений, соответствующих этой силе, то имеем следующую систему уравнений:
которая называется уравнениями гидростатики Эйлера.
Применительно для силы тяжести для проекций ускорений имеем: Х = 0, У = 0, Z = g, где в последнем выражении знак минут связан с тем, что ось направлена вверх. При этом уравнения Эйлера примут вид:
Первые два уравнения указывают на то, что давление не зависит от координат х и у, то есть одинаково во всех точках любой горизонтальной плоскости, а из третьего получим
Для несжимаемой жидкости, где плотность постоянна, после интегрирования получим р + z = С, где С - постоянная интегрирования.
Если в какой-либо точке покоящейся жидкости с координатой z0 известно давление р0, то С = р0 + z0.
Следовательно, для произвольной координаты в общем случае имеем основное уравнение гидростатики:
р = р0 + (z0 - z), или
то есть, для всех точек покоящейся однородной жидкости сумма пъезометрической р/ и геометрической z высот имеет одинаковое значение. Согласно этому соотношению для поверхности уровня (р - р0) имеем z = const, т.е. поверхности уровня жидкости - горизонтальные плоскости.
ПРАКТИЧЕСКИЕ ВЫВОДЫ ИЗ ОСНОВНОГО УРАВНЕНИЯ ГИДРОСТАТИКИ
Для сообщающихся сосудов, на поверхности однородной вязкой жидкости которых действует давление ра, уровень жидкости в обоих сосудах будет располагаться на одной высоте.
Если в сосудах будут находиться жидкости с разной плотностью (1 и 2), то будет справедливо соотношение z1/ z2 = 21 , или z1/ z2 = 21, т.е. высоты уровней в сообщающихся сосудах, отсчитанные от поверхности раздела несмешивающихся вязких жидкостей, обратно пропорциональны их плотностям.
Если к свободной поверхности одного из сообщающихся сосудов приложить избыточное давление (ра1 ра2), то для вязкой однородной жидкости уровень в другом сосуде установится в положении z2, для которого
На этом принципе основаны пъезометрические приборы для измерения давлений.
В сообщающихся сосудах вязкопластическая жидкость. В этом случае необходимый перепад давления для подъёма жидкости на высоту z2 определится по формуле
где 0 - динамическое напряжение сдвига; d - диаметр сообщающихся сосудов; z1 и z2 - высота сосудов от их общего дна.
Дополнительный член в этой формуле отражает необходимый дополнительный перепад давления для преодоления предельного напряжения сдвига.
Для скважины, заполненной однородной вязкопластичной жидкостью (буровой раствор), пусковой перепад давления на насосах необходимо определять с учётом дополнительного перепада
где L - глубина скважины; D - диаметр скважины; d1,d2 - наружный и внутренний диаметр трубы.
Определение давления жидкости на ограничивающие её стенки. ОСНОВНОЕ ПРАВИЛО: составляющая давления жидкости на плоский элемент ограничивающей поверхности, параллельная горизонтальной оси, определяется как давление на проекцию этого плоского элемента, перпендикулярную к выбранной оси. При этом полная сила избыточного давления на плоскую стенку равна произведению площади стенки на избыточное давление в центре тяжести стенки. Точка приложения этой силы называется центром давления и для плоской наклонной стенки центр давления ВСЕГДА располагается НИЖЕ ЦЕНТРА ЕЁ ТЯЖЕСТИ.
Определение сил, действующих на поверхность погруженного в жидкость твёрдого тела. Рассмотрим цилиндрическое твёрдое тело, вертикально расположенное в жидкости. На его верхний и нижний торцы будут действовать соответственно силы: р1 = ж z1 F и р2 = ж z2 F , где - плотность жидкости; z1 и z2 - высота столба жидкости соответственно над верхним и нижним торцами; F - площадь горизонтального сечения цилиндра.
Результирующая этих сил
А = р1 - р2 = - (z2 - z1) F = ж Vц,
где Vц = F (z2 - z1) - объём цилиндра.
Для такого осесимметричного тела, как цилиндр, на боковой поверхности силы равны. В более общем случае на всякое тело объёмом Dт, погружённое в жидкость, действует выталкивающая сила, направленная вверх (знак минус) и равная по весу вытесненной им жидкости (закон Архимеда)
А = ж Vт .
Следует обратить внимание на то, что архимедова сила является ПОВЕРХНОСТНОЙ, то есть, действует на СМОЧЕННУЮ ПОВЕРХНОСТЬ ТЕЛА. Равнодействующая этой силы приложена в точке пересечения смоченной поверхности с вертикалью, проходящей через центр тяжести массы вытесненной жидкости в объёме погруженной части тела. Последний фактор важен для понимания природы поверхностных сил при решении задач по определению внутренних напряжений при расчёте бурильных и обсадных труб.
Архимедова сила возникает при наличии замкнутой в жидкости смоченной поверхности (в случае частично погружённого или плавающего тела смоченная поверхность замыкается горизонтальной плоскостью сечения тела в плоскости уровня жидкости).
Если тело погрузить на дно сосуда и вытеснить жидкость из зоны контакта с дном, то подъёмная сила исчезнет и, наоборот, появится сила, прижимающая тело к дну в результате действия гидростатического давления. Это является одним из объяснений ПРИХВАТОВ БУРИЛЬНОГО ИНСТРУМЕНТА, аналогичных присосу подводных лодок на грунте.
Если вес тела уравновешивается архимедовой силой для погружённой его части, то тело плавает. В противном случае оно тонет, а в общем случае тела, погружённые в жидкость, теряют в весе столько, сколько весит вытесненная им жидкость.
Чтобы полностью описать процессы взаимодействия при движении жидкости или тел в ней, НЕОБХОДИМО в каждой точке пространства, занятой жидкостью, знать ДАВЛЕНИЕ, ПЛОТНОСТЬ и СОСТАВЛЯЮЩИЕ СКОРОСТИ перемещения частиц жидкости:
Если указанные величины являются функциями ВРЕМЕНИ, то движение называется НЕУСТАНОВИВШИМСЯ, в противном случае - УСТАНОВИВШИМСЯ. В большинстве практических задач движение жидкости неустановившееся, но когда изменение процесса во времени протекает очень медленно, для практических целей его можно считать установившимся.
Понятие о расходе жидкости.
Массовый расход жидкости - массовое количество жидкости, протекающее через поперечное сечение за единицу времени:
dM = vpdw,
v - скорость течения жидкости по нормали к поперечному сечению dw.
Объёмный расход жидкости - объёмное количество жидкости протекающее через поперечное сечение за единицу времени:
dQ = vdw .
Поперечное сечение плоскостью, нормальной к скорости, называют живым сечением, и общий расход через любое сечение можно определить по формуле
где - направление нормали к элементарной площадке; - общая площадь сечения потока.
В ряде задач с целью упрощения используют понятие скорости потока, и в этом случае Q = vср, откуда можно определить среднюю скорость:
В случае установившегося течения несжимаемой жидкости средний расход не меняется во времени и при отсутствии притока или оттока расход будет одинаковым во всех сечениях по длине потока, то есть, vср = const, а для течения в потоке с одинаковым сечением vср = const.
Геометрические величины гидродинамики.
Смоченный периметр - периметр живого сечения, по которому периметр ЖС соприкасается со с ограничивающими стенками (для течения жидкости в кольцевом канале, образованном концентрически расположенными трубами)
(D + d);
D и d - диаметры концентрически расположенных труб.
Гидравлический радиус - отношение площади ЖС потока к смоченному периметру:
.
Баланс механической энергии.
Для любого сечения потока жидкости полная механическая энергия складывается из потенциальной Мgz, кинетической Mv2/2 и энергии упругого состояния рV, где М - масса элемента жидкости, g - ускорение свободного падения, v - скорость этого элемента, V = M/р объём элемента. Отнеся все составляющие к единице веса, получим выражение для удельной энергии:
Помимо указанных составляющих энергия в общем случае затрачивается на преодоление сил сопротивления, обусловленных внутренним трением, удельную величину которой обозначим hc.
Если теперь мы воспользуемся законом сохранения энергии двух сечений потока, то получим:
Если силы сопротивления отсутствуют, т.е. hc = 0, это выражение соответствует уравнению Бернулли для неустановившегося потока несжимаемой вязкой жидкости:
где z - геометрический напор; v2/2g - скоростной напор; p/ - пьезометрический напор.
Для течения жидкости при наличии сил трения потери на сопротивление определяются по формуле
Для течения жидкости в горизонтальном трубопроводе постоянного сечения z1 = z2, v1 = v2, имеем
Используя гипотезу о пропорциональности сил сопротивления квадрату средней скорости потока, получим выражение
,
где - безразмерный коэффициент сопротивления; D - расстояние между сечениями трубопровода; d - диаметр трубопровода.
Таким образом, потери давления между двумя сечениями установившегося течения жидкости при наличии сил трения в горизонтальном круглом трубопроводе определяются по формуле Дарси-Вейсбаха
.
Чтобы использовать формулу Дарси-Вейсбаха в практических расчётах, необходимо знать коэффициент сопротивления , который зависит:
от характера течения жидкости;
от свойств жидкости;
от геометрических характеристик потока;
от состояния трубопровода (шероховатости) и т.д.
Понятие ламинарного и турбулентного режима движения.
Течение в круглой трубе, при котором жидкость движется параллельно круглым стенкам слоями, и струи её не смешиваются друг с другом, называется слоистым или ламинарным.
При увеличении скорости возникает перемешивание движущихся слоёв жидкости, которое всё более интенсифицируется с ростом скорости. Такое течение называется турбулентным или возмущённым.
Основное отличие турбулентного режима течения от ламинарного - наличие пульсаций скорости во всех направлениях потока, вследствие которого происходит интенсивное перемешивание жидкости в потоке. Турбулентное течение всегда НЕУСТАНОВИВШЕЕСЯ, даже если оно происходит под действием постоянного перепада давления в трубе.
Течение вязкопластичных жидкостей.
В начальный момент времени жидкость остаётся неподвижной, до тех пор, пока касательные напряжения не превысят предел текучести 0. После того, как будет достигнут необходимый перепад давления, достаточный для преодоления сил пластичности, жидкость начнёт перемещаться, сохраняя неподвижным ядро потока радиусом r0 , на границах ядра касательные напряжения равны, в пристенной зоне наблюдается сдвиговое течение в ламинарном режиме. Такое течение называется СТРУКТУРНЫМ. После того, как перепад давления достигнет определённой величины, ядро потока исчезает, поток некоторое время движется ламинарно, а затем переходит в турбулентный режим движения.
Общий случай течения несжимаемой вязкой жидкости (система уравнений Навье-Стокса + уравнение неразрывности).
В общем случае течение несжимаемой вязкой жидкости описывается системой уравнений, основывающихся на втором законе Ньютона и неразрывности потока, которые в прямоугольной системе координат имеют следующий вид:
В уравнениях Навье-Стокса первые члены отражают действие сил ИНЕРЦИИ, вторые - МАССОВОЙ (весовой) СИЛЫ ТЯЖЕСТИ, третьи - ДАВЛЕНИЯ, четвёртые - СИЛЫ ВЯЗКОГО ТРЕНИЯ на элементарный объём движущейся несжимаемой вязкой жидкости.
Течение между двумя безграничными горизонтальными пластинами, находящимися на расстоянии 2h , т.е. -h x h при установившемся ламинарном течении имеем:
,
или, принимая во внимание конечность перепада давления на некоторой длине L,
Используя граничное условие ПРИЛИПАНИЯ жидкости к твёрдым стенкам v = 0 при х = -h и Х = h , после интегрирования получаем
что означает, что РАСПРЕДЕЛЕНИЕ СКОРОСТЕЙ ПАРАБОЛИЧЕСКОЕ, с МАКСИМАЛЬНОЙ СКОРОСТЬЮ НА ОСИ ПОТОКА при у = 0:
При этом ОБЪЁМНЫЙ РАСХОД определяется по формуле
а СРЕДНЯЯ СКОРОСТЬ
Таким образом, для плоской щели при ламинарном течении вязкой несжимаемой жидкости расход при постоянном перепаде давления пропорционален кубу расстояния между плоскостями, или потери давления при постоянном расходе обратно пропорциональны кубу расстояния между плоскостями.
Ламинарное течение вязкой несжимаемой жидкости в круглой трубе (d = 2R).
т.е. для цилиндрической круглой трубы расход пропорционален четвёртой степени радиуса и потери давления РАСТУТ с уменьшением радиуса по закону четвёртой степени. Таким образом, имеем формулу Гагена-Пуазейля:
.
Критерий Рейнольдса.
Используя формулы Дарси-Вейсбаха и Гагена-Пуазейля можно определить величину коэффициента сопротивления для несжимаемой вязкой жидкости при ламинарном течении:
или = 64/Re,
где - безразмерный параметр, называемый числом или критерием Рейнольдса.
Приведённая формула для расчёта коэффициента сопротивления справедлива в области значений Re < 2300, в которой течение для несжимаемой вязкой жидкости считается ламинарным. При дальнейшем росте числа Re режим течения переходит в турбулентный, то есть критерий Рейнольдса можно считать критерием оценки режима течения.
Ламинарное течение вязкопластичных жидкостей в цилиндрической круглой трубе. Картина распределения здесь более сложная:
,
где r0 - радиус ядра потока при структурном течении, определяемом из условия r0 = 4L0/.p.
Максимальная скорость потока, то есть скорость ядра, определяется по формуле
,
а объёмный расход вычисляется по формуле Букингема
,
соответственно
Если вместе с выражением для средней скорости воспользоваться формулой Дарси-Вейсбаха, то получим для безразмерного коэффициента сопротивления выражение:
откуда видно, что невозможно определить, не зная значение р.
В общем случае значение для вязкопластичной жидкости может определяться по формуле:
,
где 0dvср = Sen - безразмерный параметр, называемый критерием Сен-ВенанаИльюшина, характеризующий эффект пластичности жидкости. Вид функции аналитически определить затруднительно, но для практических расчётов можно использовать формулу, дающую незначительную погрешность в области малых скоростей сдвига:
,
ОБРАТИТЕ ВНИМАНИЕ, что
где безразмерная величина Re представляет собой ОТНОШЕНИЕ СИЛ ИНЕРЦИИ К СИЛАМ ПЛАСТИЧНОСТИ.
Для определения значения по значениям чисел Рейнольдса и Сен-Венана Ильюшина существуют НОМОГРАММЫ.
Для упрощенных расчётов (для целей бурения) величину можно определять по формуле Re:
где Re - обобщённый параметр Рейнольдса, который в этом случае не является критерием для оценки вида течения (для этих целей в данном случае необходимо знать параметр Сен-Венана):
Формулы для определения коэффициента сопротивления при различных условиях течения.
турбулентный режим течения (круглая цилиндрическая труба), Re = 2500 - 7000: (формула Блазиуса)
;
глинистые и цементные растворы Re = 2500 - 40 000 (формула Мительмана Б.И.):
;
глинистые и цементные растворы Re = 2500 - 50 000 (формула Шищенко Р.И., Ибатулова К.А.):
,
при значениях Re > 50 000 коэффициент сопротивления может быть принят постоянным и равным 0.02.
ламинарное течение в трубах аномально вязких систем (псевдопластичные жидкости) ф. У. Уилкинсона:
где Re - обобщённый критерий Рейнольдса для псевдопластичных жидкостей; k и n - показатели консистенции и степени для псевдопластичных жидкостей.
турбулентный режим течения вязкопластичных жидкостей в трубах (аппроксимационная формула Доджа и Метцнера): , где а и - безразмерные коэффициенты, определяемые в зависимости от (см. Басарыгин Ю.М., Будников В.Ф., Булатов А.И. Теория и практика предупреждений осложнений и ремонта скважин при их строительстве и эксплуатации. стр. 106 ).
течение вязкой несжимаемой жидкости в цилиндрическом коаксиальном канале. (Там же).
ТЕОРИЯ ПОДОБИЯ. Для решения ряда гидромеханических задач не удаётся найти аналитического решения, тогда прибегают к экспериментальным методам исследования, обобщая частные случаи на большой класс схожих задач. Для осуществления такого перехода пользуются различными критериями подобия.
геометрическое подобие. Два цилиндрических круглых трубопровода будут геометрически подобны, если все размеры одного могут быть получены умножением всех размеров имеющегося тела на некоторый постоянный коэффициент.
кинематическое подобие. Если два потока жидкости имеют геометрически сходственные ограничивающие поверхности и скорости в сходственных точках будут пропорциональны, то такие потоки кинематически подобны.
динамические подобие. Если для геометрически подобных потоков жидкостей на сходственные элементы действуют пропорциональные силы, то говорят о динамическом подобии.
Наиболее общий подход при использовании теории подобия - анализ дифференциальных уравнений движения, позволяющий определить КРИТЕРИИ ПОДОБИЯ ОБЪЕКТОВ.
Рассмотрим одномерное уравнение Навье-Стокса для подобных объектов 1 и 2:
то для выполнения условий подобия явлений необходимо обеспечить следующее: x1 = Lx2; vx1= vvx2; = 2; p1 = pp2; X1 = QX2; 1 2,
где L ,v, , p, Q , соответственно масштабы подобия длин, скоростей, вязкостей, давлений, сил тяжести, плотности.
Подставляя последние выражения в уравнение Навье-Стокса для объекта 1 и принимая во внимание, что t L v получаем:
Для того, чтобы явления для объектов 1 и 2 были одинаковыми, необходимо равенство всех коэффициентов для всех членов (тогда уравнение для объекта 1 переходит в уравнение для объекта 2), т.е.
Из полученного условия можно составить три независимых гидромеханических критерия подобия:
Согласно первому критерию, который называется коэффициентом Эйлера или коэффициентом давления, имеем
согласно второму - критерию Рейнольдса , и третьему - критерию Фруда
Следовательно, для полного гидромеханического подобия ламинарного течения вязкой несжимаемой жидкости необходимо равенство Re, Fr, Eu.
В отдельных задачах возможно равенство некоторых критериев. Так, для определения потерь давления в горизонтальной круглой цилиндрической трубе ранее была показана необходимость равенства лишь критерия Рейнольдса, что соответствует одинаковому значению коэффициента сопротивления .
ОБРАТИТЕ ВНИМАНИЕ, что критерий Re является отношением сил инерции к силам трения; критерий Fr - сил инерции к силам тяжести, Eu - перепада давления к силам инерции.
Из приведённых критериев можно получить ещё три критерия:
- число Стокса, число Лагранжа и гидравлический уклон соответственно.
Все остальные сочетания из соотношений сил инерции, тяжести, трения и перепада давления будут обраными величинами приведённых шести критериев.
Для вязкопластичных жидкостей помимо приведённых критериев подобия имеются условия динамического подобия, обусловленные наличием сил пластичности.
Отношение сил пластичности к силам вязкости характеризует критерий Сен-Венана-Ильюшина ;
Сил тяжести к силам пластичности - критерий Стокса ;
Перепада давления к силам пластичности
УРАВНЕНИЯ ДВИЖЕНИЯ И РАВНОВЕСИЯ
Основным динамическим уравнением движения материальной точки является 2-й закон Ньютона ma = F, а широко используемым следствием этого закона являются следующие общие теоремы движения системы материальных точек:
производная по времени от количества движения равна сумме всех действующих на систему внешних сил (1.45) и называется уравнением количества движения, или уравнением импульсов:
производная по времени от кинетического момента системы относительно какого-либо неподвижного центра О равна сумме моментов всех внешних сил, действующих на систему, относительно того же центра, т.е. (1.46) называется уравнением моментов количества движения;
дифференциал кинетической энергии системы равен сумме элементарных работ всех действующих на систему внешних и внутренних сил, т.е. (1.47) называется уравнением механической энергии или теоремой живых сил.
Для любого мысленно выделяемого индивидуального объёма сплошной среды, ограниченного поверхеностью , уравнения (1.45-1.47) действительны, если динамические величины определить следующим образом:
(соответственно количество движения, момент количества движения и кинетическая энергия сплошной среды в объёме V);
(соответственно сумма внешних объёмных и поверхностных сил и их моментов относительно некоторого неподвижного центра О, действующих на среду в объёме V). Силы и их моменты непрерывно определены и сосредоточены.
Сумма элементарных работ внешних и внутренних объёмных и поверхностных сил
.
В этом случае уравнения (1.45) и (1.46) являются основными постулируемыми динамическими соотношениями МСС. Они служат исходными для описания любых движений СС, в том числе разрывных движения и ударных процессов.
Уравнение (1.47) одно из наиболее важных следствий уравнений (1.45) и (1.46) при непрерывных движениях в пространстве и времени.
При непрерывных движениях интегральная теорема движения (1.45) эквивалентна следующим 3 дифференциальным уравнениям:
в декартовой системе координат:
в цилиндрической системе координат при осевой симметрии
где проекции ускорения вычисляют по формулам (1.9).
Эти уравнения, связывающие компоненты vi вектора скорости и тензора напряжений являются основной системой дифференциальных уравнений движения для любой СС, представляющих собой уравнение баланса количества движения (импульса) для бесконечно малого объёма среды.
Если движения частиц происходят без ускорения ( = 0) или они пренебрежимо малы, то уравнения (1.48) называются дифференциальными уравнениями равновесия.
При непрерывном движении сплошной среды теорема моментов количества движения (1.46) в дифференциальной форме сводится к выводу о том, что тензор напряжений симметричен, т.е. . Если тензор напряжений симметричен, то уравнения моментов количества движения удовлетворяются тождественно.
Интегральная теорема живых сил (1.47) эквивалентна следующему дифференциальному уравнению:
dK = dW = dA(e) (1.49)
где:
соответственно изменение кинетической и потенциальной энергии бесконечно малого объёма сплошной среды, элементарная работа внешних объёмных и поверхностных сил, действующих на бесконечно малый элемент объёма среды.
Уравнение (1.49) является следствием уравнения движения (1.48) и представляет собой УРАВНЕНИЕ БАЛАНСА МЕХАНИЧЕСКОЙ ЭНЕРГИИ.
В общем случае оно не является законом сохранения энергии, но его можно так трактовать тогда, когда механическая энергия тела не переходит в тепловую или другие виды энергии. Общий закон сохранения энергии в этом случае распадается на два: закон сохранения механической энергии и закон сохранения энергии другого вида.
ДВИЖЕНИЕ ЖИДКОСТЕЙ И ГАЗОВ В ПЛАСТАХ
При рассмотрении движения жидкостей и газов в пластах, представляющих собой проницаемую среду, необходимо знать характер изменения давления в точках пласта и на его границах, а особенно на стенках скважины, а также расход пластовых флюидов через какие-либо ограничивающие поверхности.
При бурении это представляет интерес с позиций оценки процессов газоводонефтепроявлений, поглощений, проникновения бурового раствора и продуктивные пласты, ухудшения проницаемости призабойной зоны и др.
В самом общем случае уравнение движения в неизменяемой пористой среде для жидкостей и газов, подчиняющихся закону Дарси, в прямоугольной системе координат Оxyz, согласно Л.С. Лейбензону, имеет вид
где k - коэффициент проницаемости пористой среды;
P - давление; f (P) - плотность жидкости или газа; - вязкость жидкости или газа; g - ускорение силы тяжести.
В случае, если жидкость несжимаема ( = const), то уравнение движения приобретает следующий вид:
В случае k = f (xyz) без знания вида этой функции для пластов решение уравнений движения невозможно, и это усложняет описание большого числа практических задач.
В предположении k = const и = const или k / = const получается простое уравнение Лапласа
решение которого Р = Р(xyz) в общем случае содержит две постоянные интегрирования и требует задания двух граничных условий.
В этом уравнении давление - лишь функция координат и не зависит от времени, т.е. это случай нестационарной фильтрации.
При течении малосжимаемой жидкости, для которой с достаточной точностью
,
где 0 - плотность при Р = Р0; - модуль объёмной упругости жидкости.
Уравнение движения при k = const и = const называют уравнением пъезопроводности или упругого режима фильтрации и записывают в виде
где km = К коэффициент пьезопроводности, по аналогии с коэффициентом температуропроводности в подобном по виду уравнении теплопроводности Фурье, описывающем нестационарное температурное поле.
В случае деформируемости пористой среды уравнение пьезопроводности принимает вид
где 1 - модуль, характеризующий упругость пористой среды.
Решение Р = Р(xyz) приведённых уравнений пьезопроводности содержит уже три постоянных интегрирования и требует задания двух граничных и одного начального (при t = 0) условий.
При течении в неизменяемой пористой среде с k = const газа, плотность которого является функцией давления и температуры ; f (, Т) и = const, уравнения движения записываются в виде
где - функция Лейбензона.
В частном случае политропического процесса
,
где n - показатель политропы; - коэффициент сверхсжимаемости; RT - газовая постоянная; T - абсолютная температура.
НАПРЯЖЕНИЯ И ДЕФОРМАЦИИ В ТВЁРДЫХ СРЕДАХ
Под действием силы тяжести давление в недрах Земли растёт с глубиной. Давление увеличивается потому, что породы, находящиеся на данной глубине, должны держать на себе все вышележащие слои, вес которых нарастает с глубиной.
При этом из-за наличия горизонтальных неоднородностей силы тяжести в недрах Земли состояние статического равновесия среды с вертикальным градиентом давления оказывается невозможным.
Горизонтальные неоднородности силы тяжести в свою очередь обусловлены неоднородностями плотности, возникающими из-за горизонтальных градиентов температуры. Последние неизбежно появляются при радиогенном нагреве мантийных и коровых пород.
Горизонтальные неоднородности силы тяжести порождают горизонтальные градиенты напряжений, которые приводят к относительным движениям, происходящим в тектонике плит.
НАПРЯЖЕНИЯ - это силы, приходящиеся на единичную площадь и распространяющиеся через среду благодаря межатомным взаимодействиям.
Напряжения, которые передаются перпендикулярно к поверхности, называются НОРМАЛЬНЫМИ.
Напряжения, которые распространяются параллельно поверхности, называются СДВИГОВЫМИ.
ДАВЛЕНИЕ - это среднее значение нормальных напряжений.
Напряжение, действующее в упругой твёрдой среде, приводит к деформации среды. Простейшим примером деформации является СОКРАЩЕНИЕ ОБЪЁМА, происходящее благодаря СЖИМАЕМОСТИ СРЕДЫ под действием приложенного ДАВЛЕНИЯ.
НОРМАЛЬНАЯ ДЕФОРМАЦИЯ определяется как приращение длины твёрдого тела к исходной длине.
СДВИГОВАЯ ДЕФОРМАЦИЯ определяется как ПОЛОВИНА УМЕНЬШЕНИЯ ПРЯМОГО УГЛА, выделенного в среде при деформации. В результате тектонических процессов поверхность Земли непрерывно деформируется.
Подобные документы
Строение горных пород, деформационное поведение в различных напряженных состояниях; физические аспекты разрушения при бурении нефтяных и газовых скважин: действие статических и динамических нагрузок, влияние забойных условий, параметров режима бурения.
учебное пособие [10,3 M], добавлен 20.01.2011Основы фильтрации неньютоновских жидкостей. Реологические модели фильтрующихся жидкостей. Плоские задачи теории фильтрации об установившемся притоке к скважине. Оценки эффекта взаимодействия скважин круговой батареи. Скважины с удаленным контуром питания.
презентация [430,1 K], добавлен 15.09.2015Уравнения состояния флюидов и пористой среды. Математическое описание неразрывности фильтрационного потока. Соотношение между плотностью и давлением. Уравнение состояния идеального газа и его трансформация в зависимости от значения пластового давления.
презентация [262,8 K], добавлен 27.11.2013Основные положения науки о движении нефти, воды, газа и их смесей (флюидов) через коллектора. Описание требований адекватности моделей реальным процессам подземной гидромеханики. Изучение особенностей законов фильтрации пористой и трещинной среды.
презентация [760,3 K], добавлен 15.09.2015Температура образования метаморфических горных пород. Потенциальные и оптимальные дебиты скважин. Насосно-компрессорные трубы (НКТ) для перемещения внутри колонн газов, жидкостей во время применения газовых и нефтяных скважин. Резьбовые скрепления (НКТ).
контрольная работа [18,7 K], добавлен 11.12.2010Изучение технологических процессов бурения нефтяных и газовых скважин на примере НГДУ "Альметьевнефть". Геолого-физическая характеристика объектов, разработка нефтяных месторождений. Методы увеличения производительности скважин. Техника безопасности.
отчет по практике [2,0 M], добавлен 20.03.2012Технология бурения нефтяных и газовых скважин. Закономерности разрушения горных пород. Буровые долота. Бурильная колонна, ее элементы. Промывка скважины. Турбинные и винтовые забойные двигатели. Особенности бурения скважин при равновесии "скважина-пласт".
презентация [1,5 M], добавлен 18.10.2016Ликвидация нефте-газо-водопроявлений при бурении скважин. Методы вскрытия продуктивного пласта. Оборудование скважин, эксплуатируемых ЭЦН. Сбор, подготовка и транспортировка скважинной продукции. Этапы подготовки воды для заводнения нефтяных пластов.
курсовая работа [1,9 M], добавлен 07.07.2015Краткая история развития нефтегазового дела. Понятие и назначение скважин. Геолого-промысловая характеристика продуктивных пластов. Основы разработки нефтяных и газовых месторождений и их эксплуатация. Рассмотрение методов повышения нефтеотдачи.
отчет по практике [1,6 M], добавлен 23.09.2014Гидродинамическая фильтрации жидкостей и газов в однородных и неоднородных пористых средах. Задачи стационарной и нестационарной фильтрации. Расчет интерференции скважин; теория двухфазной фильтрации. Особенности поведения вязкопластичных жидкостей.
презентация [810,4 K], добавлен 15.09.2015
