Table. 1. Notations and Definitions
| 1 |
\delta A_{yz}=\delta y\delta z | площадь боковой грани элементарной ячейки |
| 2 |
\delta V = \delta x \delta y \delta z | объем элементарной ячейки |
| 4 | | плотность флюила |
| 5 | | пористость породы |
| 6 | | давление флюида |
| 7 | | масса флюида |
| 8 | | проницаемость породы |
| 9 | | взякость флюида |
| 10 | | гидропроводность пласта |
| 11 |
\vec{j} = \rho \vec{u} ,
\displaystyle j_{\delta A} = \frac{\delta m}{\delta t \delta A} | векторное поле, характеризующее скорость движения флюида в пространстве. |
| | линейная скорость потока |
| 12 |
\displaystyle c_{r} = \frac{1}{\Phi}\frac{\partial \Phi}{\partial p} | сжимаемость породы (скелета) |
| 13 |
\displaystyle c_{f} = \frac{1}{\rho} \frac{\partial \rho}{\partial p} | сжимаемость флюида |
| 14 | | полная сжимаемость |
Consider the Cartesian coordinates in 3D space:
ℝ^3 \Big |_{ \{x, y, z \} } and its infinitesimal volumetric element:
\delta \Omega = \{ (x, x+\delta), (y, y+\delta y), (z, z+\delta z) \} \in ℝ^3 with volume
\delta V = \delta x \, \delta y \, \delta z bounded by six faces:
\{ (\delta \Sigma_x, \, \delta \Sigma_{x+\delta x}), \, (\delta \Sigma_y, \, \delta \Sigma_{y+\delta y}), \,
(\delta \Sigma_z, \, \delta \Sigma_{z+\delta z}) \} which have the same area along corresponding axis:
| (3) |
\delta A(\delta \Sigma_x) = \delta A(\Sigma_{x+\delta x }) = \delta A_{yz} = \delta y \cdot \delta z |
| (4) |
\delta A(\delta \Sigma_y) = \delta A(\Sigma_{y+\delta y }) = \delta A_{xz} = \delta x \cdot \delta z |
| (5) |
\delta A(\delta \Sigma_z) = \delta A(\Sigma_{z+\delta z }) = \delta A_{xy} = \delta x \cdot \delta y |
Consider the volumetric element
\delta \Omega is filled with porous media with porosity
\phi(x,y,z) saturated by fluid with density
\rho(x,y,z).
The pore volume is going to be
\delta V_{\phi} = \phi \cdot \delta V and the fluid mass contained in this volume is
\delta m = \rho \cdot \delta V_{\phi} = \rho \cdot \phi \cdot \delta V.
The mass flowrate through any face
\delta \Sigma with area
\delta A is defined as:
| (6) |
\frac{dm}{dt} \Big|_{\delta \Sigma} = {\bf j} \, {\bf \delta A} |
where
{\bf \delta A} = \delta A \cdot {\bf n} | vector area |
| normal vector to elementary area
\delta A |
{\bf j} = \rho \cdot {\bf u} | mass flux vector |
| fluid flow velocity |
The total mass balance of the volumetric element
\delta \Omega honours the mass conservation:
| (7) |
\frac{dm}{dt} \Big|_{\delta \Omega} = \sum_{\alpha} j_{\alpha}A_{\alpha} + \delta \dot m_q |
| (8) |
\frac{dm}{dt} \Big|_{\delta \Omega} =
j_x|_{x}\cdot \delta A_{yz} - j_x|_{x+\delta x}\cdot \delta A_{yz} +j_y|_{y}\cdot \delta A_{xz} - j_y|_{y+\delta y}\cdot \delta A_{xz} +
j_z|_{z}\cdot \delta A_{xy} - j_z|_{z+\delta z}\cdot \delta A_{xy} + \delta \dot m_q |
where
| the rate of the mass variation which happens inside the volumetric element
\delta \Omega |
Dividing the
(7) by the volume
\delta V:
| (9) |
\frac{dm}{dt \, \delta V} \Big|_{\delta \Omega} = \frac {\partial (\rho \, \phi)}{\partial t} = \frac{j_x|_x - j_x|_{x+\delta x}}{\delta x} + \frac{j_y|_y - j_y|_{y+\delta y}}{\delta y} + \frac{j_z|_z - j_z|_{z+\delta z}}{\delta z} + \frac{\delta \dot m_q}{\delta V} |
or in differential form:
| (10) |
\frac{\partial (\rho \phi)}{\partial t} = - \nabla \cdot {\bf j} + \frac{\delta \dot m_q}{\delta V} |
| (11) |
\frac{\partial (\rho \phi)}{\partial t} + \nabla \cdot {\bf j} = \frac{\delta \dot m_q}{\delta V} |
The mass rate generated/consumed inside the volumetric element
\delta \Omega by a finite number of sources can be expressed as:
| (12) |
\frac{\delta \dot m_q}{\delta V} = \sum_k q({\bf r}) \cdot \delta({\bf r}-{\bf r}_k) |
where
| distribution of volumetric rates of the sources/stocks |
which turns
(11) into:
| (13) |
\frac{\partial}{\partial t}(\rho \Phi) + \nabla \cdot ({\bf j}) = \sum_k q({\bf r}) \cdot \delta({\bf r}-{\bf r}_k) |
| 1 | | |
| 2 |
|
|
| 3 |
\displaystyle \frac{dm}{dt} = \sum_{\alpha} j_{\alpha}A_{\alpha} = j_x|_{x}\cdot A_{yz} - j_x|_{x+\delta x}\cdot A_{yz} + ... | Consider the mass flow rate balance along the Рассмотрим приращение массы в элементарном кубе объема
\delta V. Предполагаем, что в самой ячейке нет источников, знак минус появляется за счет того, что нормали к противоположным граням кубика противонаправлены. |
| 4 |
\displaystyle \frac {\partial}{\partial t}{\rho \Phi} = \frac{j_x|_x - j_x|_{x+\delta x}}{\delta x} + \frac{j_y|_y - j_y|_{y+\delta y}}{\delta y} + \frac{j_z|_z - j_z|_{z+\delta z}}{\delta z} | Разделим ур-ние (1) на объем ячейки |
| 5 |
\displaystyle \frac{\partial}{\partial t}(\rho \Phi) = - \nabla \cdot \vec j | Ур-ние (2) есть развернутая форма записи ур-ния (3) |
| 6 |
\displaystyle \frac{\partial}{\partial t}(\rho \Phi) + \nabla \cdot \vec j = 0 | Классическое уравнение непрерывности |
| 7 |
\displaystyle \frac{\partial}{\partial t}(\rho \Phi) + \nabla \cdot (\rho \vec u) = 0 | Вспоминаем определение (4) поля
\vec{j} |
| 8 |
\displaystyle \vec u = -\frac{k}{\mu} \vec \nabla p | Феноменологический закон Дарси, связывающий скорость потока с градиентом давления |
| 9 |
\displaystyle \frac{\partial}{\partial t}(\rho \Phi) - \nabla \cdot \left( \rho \frac{k}{\mu} \vec \nabla p \right) = 0 | Подставляем ур-ние (6) в ур-ние (5) |
| 10 | Здесь и далее работаем в приближении - процесс изотермический
- плотность флюида и пористость породы не зависят от времени явно
|
| 11 |
\displaystyle \frac{\partial}{\partial t} (\rho \Phi) = \frac{\partial}{\partial p} (\rho \Phi)_T \frac{\partial p}{\partial t} = (\dot {\Phi} \rho + \dot {\rho} \Phi)\frac{\partial p}{\partial t} = \rho \Phi (c_{r} + c_{f})\frac{\partial p}{\partial t} | Распишем временную производную в ур-нии (7) |
| 12 |
\displaystyle \nabla \cdot \left( \rho \frac{k}{\mu} \vec{\nabla} p \right) =\frac{k}{\mu} \vec{\nabla}\rho \cdot \vec{\nabla}p + \rho \cdot \nabla \cdot \left( \frac{k}{\mu} \vec{\nabla}p \right) | Распишем дивергенцию ур-ния (7) |
| 13 |
\displaystyle \nabla \cdot \left(\rho \frac{k}{\mu} \vec{\nabla} p \right) =\dot{\rho}\frac{k}{\mu} (\vec{\nabla}p)^2 + \rho \cdot \nabla \cdot \left( \frac{k}{\mu} \vec{\nabla}p \right) | В ур-нии (9) вспоминаем, что плотность флюида явно зависит только от давления, соответственно градиент плотности представляет через градиент давления |
| 14 |
\displaystyle \rho \Phi c_{t} \frac{\partial p}{\partial t} =\rho \left(\nabla \cdot \left( \frac{k}{\mu} \vec{\nabla}p \right) + c_{f}\frac{k}{\mu} (\vec{\nabla}p)^2 \right) | Перепишем ур-ние (7), используя конечные соотношения в (10) и (8), и определения для
c_{t} (6) и
c_{f} (7) |
| 15 |
\displaystyle \Phi(p) c_{t}(p) \frac{\partial p}{\partial t} =\nabla \cdot \left( \frac{k(p)}{\mu (p)} \vec{\nabla}p \right) + c_{f}(p)\frac{k(p)}{\mu (p)} (\vec{\nabla}p)^2 | Классическая запись уравнения диффузии в приближении изотермического процесса и независимости от времени плотности флюида и пористости породы. Правая часть уравнения представляет собой сумму двух частей. Первая отвечает за пространственное распределение давления, вторая же содержит множителем сжимаемость флюида. |
