Бурение грунтовых зондов, установка энергетических колодцев

Рис. 54. Схема обтекания шара в по­токе вязкой жидкости

Очевидно, что вынос частицы породы, находящейся в потоке жидкости, может быть осуществлен, если восходящая скорость этого потока и будет превосходить скорость погружения частицы и, тогда абсолютную скорость подъема частицы с найдем как разность: ‘

c=v — и. (IX.38)

Скорость и зависит от фи­зико-механических свойств бу­рового раствора, от формы, размеров и средней плотности частицы, а также от режима движения, т. е. от характера, обтекания частицы потоком.

Вопросу обтекания тела реальной жидкостью посвяще­ны многочисленные исследова­ния теоретического и экспериментального характера, которые были начаты Стоксом. В результате этих исследований утвердилась следующая схема явления обтекания симметричного тела (напри­мер, шара) вязкой жидкостью. На поверхности шара образуется пограничный слой, скорость которого меняется от нуля на поверх­ности до скорости обтекания на границе с потоком (см. рис. 54). В этом случае передача давлений телу в точках Л и Л’ будет про­исходить не непосредственно, а через пограничный слой, толщина которого зависит от вязкости жидкости. Чем больше вязкость, тем толще пограничный слой и наоборот. С увеличением скорости по­высится давление и пограничный слой начнет как бы выжиматься к точкам С и С’; в результате чего образуются местные течения в направлениях от Л к С и С’ и от Л’ к С и СЭти местные течения, направленные в противоположные стороны, встречаясь с нормаль­ным обтекающим потоком, порождают вихри, которые затем смы­ваются общим течением и уступают место вихрям, образовавшимся вновь.

При ламинарном обтекании, когда Re^I, сила сопротивления F может определяться по теоретической формуле Стокса, которую он вывел, пренебрегая силами инерции:

где “у и уш — соответственно удельные веса среды и шара; т]—ди­намическая вязкость; dm — диаметр irtapa.

В случае, когда доминирующая роль принадлежит не силам вязкости, а силам инерции, т. е. при значениях Re>1000, устанав­ливается чисто турбулентный режим обтекания. Закон сопротив­ления для этого случая был дан еще Ньютоном на основании тео­ремы о количестве движения (Ft=mu) и выражается простой зависимостью

F = Cmp-^-. (ix.40>

где С — коэффициент, зависящий от формы тела* и рода жидкости.

Поскольку для шара сощ=лй2/4, то

Fm = CndlyuV8g. ‘ (IX. 41>

Полагая, что при погружении шара сила сопротивления F равна весу G шара в данной среде, можно составить равенство

Cnd2myu*/8g = <Тш — у), (IX.42>

решая которое относительно и и обозначая i4g/3C=K, получаем формулу, которая известна, под названием формулы Риттингера:

.-KjA, — Ь^—l). (IX.43)

Значение коэффициента К в формуле (IX.43) определялось опытным путем многими исследователями. Установлено, что в за­висимости от формы тел переход от ламинарного к турбулентному обтеканию происходит при значениях Re от 500 до 1000. При Re>1000 значения коэффициента К становятся почти постоянны­ми, но различными для тел разной конфигурации. Так, если из­мерять длины в сантиметрах, а время в секундах, то для шаров /(=50, для кубиков /(=30, для правильных многогранников /С=40. ‘

Для тел, по форме сильно отличающихся от шара (пластики, удлиненные параллелепипеды и т. п.), точно определить скорость погружения затруднительно вследствие неопределенности выбора размера и величины коэффициента сопротивления. При этом на­блюдаются значительные колебания величины коэффициента К, что происходит вследствие неодинаковой обтекаемости тел в раз­личных направлениях. Поэтому тела при турбулентном обтекании погружаются в жидкость не по вертикальной линии, а по слож­ным траекториям, зависящим от ряда случайных причин. При этом тело движется с непостоянной скоростью, меняющейся во время движения в некоторых пределах, и формула Риттингера для таких тел дает некоторое осредненное значение скорости погруже­ния.

Изучая обтекание тел в глинистых растворах, Р. И. Шищенко и Б. Д. Бакланов нашли, что в этом случае также возникают вих­ри за телом, но в вязко-пластичной среде они затухают чрезвы­чайно быстро и поэтому обычной вихревой дорожки за обтекае­мым телом не возникает.

Рис. 55. Схема обтекания цилиндра при структурном режиме

При малых скоростях относительного движения вязко-пластич­ной жидкости и твердого тела наблюдается структурный режим обтекания (рис. 55). Из рис. 55 видно, что, например, за цилинд­ром образуется некоторая застойная зона (показана пунктиром), в которой жидкость почти не движется. Искривления линий тока не наблюдается уже на расстоянии около одного диаметра ци­линдра от оси, тогда как при ламинарном обтекании область воз­мущения распространяется на значительное расстояние.

В среде глинистого раствора движение шара под действием силы, тяжести начнется только тогда, когда напряжения по неко­торой поверхности, охватывающей рассматриваемый шар, прев­зойдут предельное статическое напряжение сдвига д глинистого раствора. Величину этой поверхности можно принять пропорцио­нальной поверхности шара и выразить формулой

S = foid*, (IX. 44)

где dK — диаметр сечения зоны возмущения, перпендикулярного к направлению движения шара; Я, — коэффициент пропорциональ­ности, по ряду соображений принимаемый равным 1,25.

На границе этой зоны в глинистом растворе будут возникать напряжения, равные уже не статическому, а динамическому на­
пряжению сдвига то, а относительная скорость между слоями будет равна нулю, т. е. раствор за пределами этой зоны остается неподвижным. Поскольку движущей силой шара является его вес в жидкости G, а напряжения на границе поверхности возмущения равны то, то при условии равновесия этих сил имеем,

[mti

—— (Уш — 7) = Ял^То, / (IX.45)

TOC o "1-5" h z сткуда диаметр зоны возмущения. .

. ,, dm3 (Уш?) /TV,

4=|/———————— • (IX. 46)

6Хт,

В глинистом растворе шар продавливает как бы цилиндриче­ский канал диаметром dK, за пределами которого раствор оста­ется в покое, а жидкость внутри канала обтекает движущийся шар. ‘Наряду с этим касательные напряжения на некоторой по­верхности, характеризуемой постоянным значением градиента dujdr, текущим диаметром D (dK>D>dm), по аналогии с (IX.45) при равновесии действующих на шар сил могут быть выражены формулой,

(IX. 47)

<4 (7ш — у)

j 6XD2

Сравнивая выражение (IX.47) с формулой (11.12), авторы со­ставили дифференциальное уравнение для скорости движения шара относительно жидкости и. Интегрируя это уравнение в пре­делах от dm до dK и вводя обозначение a=dmld0, они в конечном счете получили выражение:

* u = dm-^-t|5(a), I ‘ ,(ix.48)

• П

и V, „

где

■ф (a) = — I I/ — _ 1 I а0 — диаметр нетонущеи частицы, т. е.

такого предельного диаметра шара, при котором последний нахо­дится во взвешенном состоянии при заданных условиях. Величина do определяется из условия

j 6т0

4 = у, (IX.49)

К (Уш — у)

Сравнивая отношение a_—dm/d0 с формулой (VI.5), можно убедиться, что параметр а есть не чУо иное, как отношение сил тяжести к силам пластичности.

. Движение шара под действием силы тяжести начинается при значении а==1, что соответствует началу структурного режима. При значениях а от 3 до 7 происходит постепенный переход к турбулентному режиму.

В этой зоне коэффициент К из формулы Риттингера является функцией параметра а.

Чисто турбулентный режим при погружении шаров (и куби­ков) в глинистом растворе начинается при значениях а>7. С это­го момента силы инерции возрастают настолько, что процессы, происходящие в потоке, уже не зависят от вязко-пластических свойств раствора, а следовательно, и от параметра а. Коэффици­ент К перестает зависеть от а и изменяется только от формы тела; для шаров К=40, а для кубиков К^32. .

Проведя сопоставительные расчеты по зависимостям, предло­женным различными авторами, Р. Ф. Уханов [52] выявил,’что все они получены на основании данных опытов, которые проводи­лись без соблюдения правил моделирования изучаемого процесса. Учитывая указанное обстоятельство, автор [52] свои исследова­ния проводил, соблюдая условия подобия, которые им были раз­работаны для случая промывки вертикального ствола скважины при роторном бурении. В частности, было показано, что вне за­висимости от того, вращается бурильная колонна ш1и находится в покое, применение вместо шлама металлических частиц ни­сколько не искажает моделируемое явление, а поэтому вполне допустимо. При этом для описания движения шлама рекоменду­ется оперировать следующими основными критериями подобия:

К= Уш! д^ ;

Ц + Т04ш/6ыш

TOC o "1-5" h z * Ут (Рш —■ Р) с,

Ruhi =——- 1————- ; (IX.51)

Ц + т0/ш/6ит

Яр=^; Ар = Рш — р; ‘ (IX.52)

ЛРдо.

Мм = ®Н "VVh/^M! (IX. 53)

где vT — линейная скорость на стенке трубы, причем uT = corfT/2; со —угловая скорость бурильной колонны; dT — диаметр буриль­ной трубы; иш — скорость падения частицы шлама; /ш — линейный размер частицы; р, рш — плотности жидкости и частицы шлама соответственно; q — вес 1 м трубы.

Индексы «н» — натура; «м» — модель.

Критерий Ru является аналогом критерия Тэйлора и. учиты­вает влияние вращения колонны бурильных труб. Условие (IX.53) учитывает характер вращения колонны. После обработки соответ­ствующих данных быдо получено новое выражение для коэффи­циента/с в случае турбулентного режима с учетом вращения ко­лонны бурильных труб:-

иш = 38 ^0,58 + 6- 35 ~D^d | |/ (IX.54)

Если вращения не происходит, то в формуле (IX.54) послед­ний член, стоящий в квадратных скобках, следует убрать.

Величина 6, входящая в формулу (IX.54), называется коэффи­циентом сплюснутости частицы и представляет собой отношение толщины частицы шлама tm к ее диаметру йш, т. е. b — tmldm.

Для приближенных расчетов скорости осаждения и Б. Б. Куд­ряшов предлагает [62] использовать формулу

(IX. 55)

которая получается, если в выражении для К в формуле Риттин — гера /С=У4§УЗС принять для шара в среднем С^0,5.

В формуле (IX.55) йэ обозначен эквивалентный диаметр ча­стицы, т. е. диаметр шара, эквивалентного частице по объему. Для учета влияния формы частиц величина и должна быть по­множена на поправочный коэффициент, который в зависимости от того, какую форму имеют частицы — компактную, удлиненную или плоскую — берется равным 0,7; 0,6 или 0,5 соответственно.

Как показал еще В.. С. Федоров, теоретически обоснованный выбор необходимой величины Q, при котором обеспечивается совершенная очистка ствола скважины, представляет собой доста­точно сложную задачу, которая до сих пор фактически не решена. Поэтому на практике для этой цели используется следующая про­стая эмпирическая зависимость: „

(IX. 56)

Q = 780uk(D2-4), л/с,

где D и dH — диаметры скважины и бурильных труб (наруж­ный), м.

Многолетней практикой установлено, что, как правило, качест­венная очистка ствола скважины при бурении в глинах, глинистых сланцах и песках достигается, если нк = 0,9—1,3 м/с и ‘vK — = 0,7—1 м/с при бурении в скальных породах. При этом, однако, следует иметь в виду, что, какие бы ни были приняты значения vK, они должны оставаться одинаковыми вне зависимЪсти от того, какие операции (бурение, проработка, спуск колонн) проводятся в скважине. Это положение, весьма! важкое для предупреждения осложнений и доведения колонн до заданных глубин, было на­глядно подтверждено в исследованиях М. К. Сеид-Рзы, Ш. А. Мо — торина и А. С. Шарутина, проведенных на большом числе скра — жин в различных нефтяных районах Азербайджана и Грузии.

Также следует учитывать, что чрезмерное увеличение скорости восходящего потока, свыше 1,3—1,5 м/с, в мягких породах может привести к размыву стенок скважины, что крайне нежелательно.

При роторном бурении долотами дробящего и режущего типа Б. Б. Кудряшов рекомендует придерживаться следующих норм для скорости восходящего потока бурового раствора: при бурении под кондуктор 0,3—0,5 м/с; под промежуточную колонну 0,5— 0,8 м/с и под эксплуатационную колонну 0,8—1,2 м/с. При тур­бинном бурении потребный расход бурового раствора определя­ется режимными параметрами самого турбобура.

Влияние температурного фактора на условия выноса породы специально никем не рассматривалось, но можно думать, что это обстоятельство автоматически учитывается через параметры Рей­нольдса и Тэйлора.

Комментарии запрещены.