CC BY
28
2013 Механика № 4
УДК 536.33
Д.С. Голдобин1,2, П.В. Краузин2
1Пермский государственный национальный исследовательский университет, Пермь, Россия
2Институт механики сплошных сред УрО РАН, Пермь, Россия
НАСЫЩЕНИЕ ЗАТОПЛЕННЫХ ПОЧВ ДВУХКОМПОНЕНТНОЙ СМЕСЬЮ ГАЗОВ
Теоретически исследуется проблема формирования двухкомпонентного газового горизонта в насыщенном жидкостью пористом массиве, занимающем полупространство. Рассматривается случай равномерного распределения источников газов в пористом массиве при изотермических условиях. Исследованы приповерхностные переходные слои, состав пузырьков которых может отличаться от состава на глубине.
Ключевые слова: пористая среда, пузырьковые горизонты, двухкомпонентный газ, гидродинамическая дисперсия, закон Генри.
D.S. Goldobin12, P.V. Krauzin2
Perm State National Research University, Perm, Russian Federation institute of Continuous Media Mechanics UB RAS, Perm, Russian Federation
SATURATION OF AQUIFERS WITH TWO-COMPONENT
GAS MIXTURE
We study the problem of the formation of two-component gas bubbly horizon in a liquid-saturated porous medium occupying half-space. We consider spatially uniform rate of the gas generation under isothermal conditions. Near-surface transient layers, bubble composition of which may deviate from that at the depth, are treated.
Keywords: porous medium, bubbly horizons, two-component gas, hydrodynamic dispersion, Henry's law.
Введение
Макроскопические диффузионные процессы в пузырьковых средах примечательны тем, что, во-первых, в пространстве всюду представлен источник/сток вещества, а, во-вторых, концентрация раствора равна растворимости газа и не является свободным параметром. Две
эти особенности способны приводить к нетривиальным эффектам, таким как формирование пузырьковых горизонтов в присутствии неод-нородностей температуры и давления, порождающих неоднородности поля растворимости [1].
Особый интерес представляет влияние волн растворимости на транспортные процессы в пузырьковых средах. Примером системы, где такое можно наблюдать, являются затопленные почвы, в которых прохождение годовой температурной волны вызывает волну растворимости, приводящую к формированию приповерхностной области насыщения поровой жидкости атмосферными газами [2]. Примечательно, что тот же эффект будет иметь место не только в природных, но и технологических системах, где есть колебания температуры поверхности пористого массива (фильтра, реактора и т.п.). На данный момент задача решена в приближении однокомпонентного газа - в случае насыщения почвы воздух полагается состоящим из азота. Учет многокомпонентности газа усложняет задачу. Кроме того, различия в коэффициенте молекулярной диффузии и растворимости различных компонентов воздуха (или иного газа) могут вызывать процессы перераспределения газа, и ответ на вопрос даже о качественном долевом составе газового горизонта оказывается неочевидным.
Данная работа посвящена проблеме процессов транспорта различных компонентов газа в насыщенном жидкостью пористом массиве, в частности случаю генерирования двух компонентов газа в массиве при изотермических условиях.
Рассматривается случай насыщенного смесью газов раствора, в пористом массиве которого всюду имеются пузырьки газовой фазы. Если характерный размер пор I < ^/оТр^ (о и р - коэффициент поверхностного натяжения и плотность жидкости, заполняющей массив, соответственно; g - ускорение свободного падения), то газовые пузырьки оказываются обездвижены в пористой матрице силами поверхностного натяжения. Вместе с тем крупные уединенные пузырьки при движении всегда неустойчивы к расщеплению [3]. Таким образом, транспорт газа в системе оказывается связан с его раствором в жидкости - механического переноса самих пузырьков нет.
1. Транспорт в насыщенном растворе двухкомпонентного газа
При наличии гидродинамической дисперсии (О ~ 10-7 м2/с) [4-6], не зависящей от природы газов, молекулярным транспортом газов (О ~ 10-9 м2/с) через раствор можно пренебречь. Величины потоков газов будут определяться профилями концентраций газов, растворенных в жидкости - Х(')'
5
3(') = -О ^. (1)
&
Здесь и далее индекс ' = 1, 2 нумерует компоненты газовой смеси; вертикальная координата 2 отсчитывается от поверхности в глубь массива. Концентрации Х( г), в свою очередь, определяются законом Генри [7]:
р( ')
х()=, (2)
где КН) - константы Генри (КН ~ 104Ратм); Р(г) - парциальные давления газов. Если Хь(г) - молярные доли газов, находящихся в пузырьковой фазе, то
X 0)
р(') =-Ь-р (3)
Х(1)+хЬ2) . ()
Здесь Р - гидростатическое поле давления, т.е. Р = Ратм + pgz. Закон Генри справедлив для идеальных газов, что соответствует описанию пузырьковой фазы на глубинах до ~ 40 м. Обозначив Q(') источники газов, запишем уравнения диффузии:
= -^1 + Q('). (4)
дt & ^ ^
В дальнейшем будем интересоваться установившимся ростом газовой фазы в порах и, соответственно, рассматривать решения (4) вида ХЬ) = у(')t. Вводя безразмерную координату = pgz/Pатм и подставляя (1)-(3) в (4), получим
у(1) = а(г)
ё
2 ( У(г) ^
ё52
(1 + 5) + Я(0, (5)
V(1) + У(2) )
2
где а (') = ^.
Ратм кН)
' атм Н
Пусть у = v(1)/(v(1) + v(2)) - относительная скорость формирования пузырьковой фазы первого газа. Делая подстановку в равенство yv(2) = (1 - у^(1) выражений для v(1) и V*-2-* (5), приходим к уравнению
Л.((1+5)у )=ЯП. у О+1) -1 (6)
УЛ а(1) у (к -1)+1'
где q = Я(2)/Я(1); к = КН / КН2. Индексом 1 будем обозначать менее растворимый компонент смеси, тогда к > 1.
Имея решения уравнения (6), можно возвращаться к исходным функциям V®, используя формулы
,(1) - П(1)
= Я(
у (q+1) -1+1 у (к -1)+1
V(2) = ^^.
(7)
у
Дифференциальное уравнение (6) не имеет решения в элементарных функциях. Для дальнейшего анализа рассмотрим предельные случаи.
2. Отсутствие гидростатического давления (£, << 1)
Физически такой постановке задачи отвечает случай малой глубины пузырькового горизонта (£, << 1). Такая ситуация может реализо-вываться и в технологических задачах с произвольной ориентацией поверхности пористого массива в пространстве.
Удобно перейти к координате £ = 5>/а(1) / Я(1) . Преобразованное уравнение (6) после однократного интегрирования примет вид
ёу = ±^ С +у1п (1 + (к-1)у), (8)
ёС \ к -1 (к -1)2 ^ ^
где С - константа интегрирования.
Фазовый «потрет» уравнения (8) изображен на рис. 1.
Рис. 1. Фазовый «портрет» для значений q = 1,5, к = 2
Поскольку физически допустимым является интервал 0 < у < 1, а движению по фазовым траекториям параметризует переменная £ ~ 2, то физическому решению в полупространстве £ е [0, соответствуют лишь сепаратрисы (выделены жирной линией), входящие в седло-вую точку на фазовой плоскости. Остальные фазовые траектории выходят за пределы области допустимых значений у. Положение седло-вой точки может быть найдено из условия
= 4у = 0
< ¿с
(9)
откуда у5 = 1/(1 + q). Подстановка у5 в (8) позволит определить С для сепаратрисы, уравнение которой будет иметь вид
4у=+и
к -1\у5
\у-1 -
1 + ■
1
у* (к -1)
1п
1 + у (к -1) 1 + у* (к -1)
(10)
Выражение (10) заметно упрощается для случая к ~ 1:
¿у =+.у - у*
^ " л/
(11)
Отбрасывая расходящееся решение (11), получим искомую зависимость
у = у* + (0 - у* )ехР
л
С
У* у
(12)
где у0 = у(0).
Для значений к > 1 уравнение (10) требует численного анализа. Варьируя параметры q и к, получим различные решения у(0, отвечающие различным у0. На рис. 2 можно видеть, что к отвечает за скорость приближения у к своему равновесному значению на глубине, а q, как показано выше, определяет это равновесное значение у*.
Рис. 2. Относительная скорость генерации пузырьковой фазы,
к3 > к2 > к1 = 1
Аналогичным образом ведут себя и у(1), у(2): начиная с некоторого значения на поверхности при возрастании стремятся, как следует из формулы (7), к своим предельным значениям 0(1) и 0(2) соответственно.
3. Большие пространственные масштабы процесса (£, >> 1)
Данная постановка задачи оказывается актуальна, когда процесс генерирования газов происходит в области существенно толще 10 м. В этом случае можно полагать линейную зависимость давления от глубины, пренебрегая отличием его от нуля на поверхности, что уменьшает число управляющих параметров в задаче. Математически этому случаю соответствует предел больших
В этом случае уравнение (6) будет иметь вид
- ( у
у (к -1) +1
(13)
где
П = ^а(1)/0(1).
Стоит отметить, что уравнение (13) также можно получить и без ограничения на величину проводя замену £ ^ £ - 1, что означает перенос начала координат в точку £ = 1, или п = а(1)/Я(1). Поэтому решение (13) относится и к полной постановке задачи, задающей уравнение (6).
Случай к ~ 1 допускает аналитическое решение (13), удовлетворяющее условию ограниченности у при п ^
(14)
где К1 - модифицированная функция Бесселя второго рода, у1 = у(1).
Заключение
В работе теоретически исследована проблема формирования пузырькового газового горизонта в насыщенном жидкостью пористом массиве, занимающем полупространство. Рассматриваются изотермические условия и случай преобладания гидродинамической дисперсии над молекулярной диффузией [4-6]; учитывается возможный гидростатический градиент давления. Полагается постоянная и однородная в пространстве скорость генерирования обоих компонентов газа.
Примечательно, что, хотя в глубине массива отношение массовых долей компонентов газа равно отношению скоростей генерации их массы, в приповерхностном слое возможно отклонение состава формирующегося пузырькового горизонта от такового на глубине. В работе получены профили долевого состава формирующихся пузырьков. Примечательно, что толщина приповерхностного переходного слоя тем больше, чем сильнее отличаются растворимости газов в жидкости (минимальная толщина наблюдается при одинаковой растворимости).
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (13-01-96030 р_урал_а) и гранта Президента Российской Федерации (МК-6932.2012.1).
Библиографический список
1. Goldobin D.S., Brilliantov N.V. Diffusive counter dispersion of mass in bubbly media // Phys. Rev. E. - 2011. - Vol. 84. - P. 056328.
2. Голдобин Д. С., Краузин П.В. Влияние годовой волны температуры на диффузионный транспорт атмосферного азота в затопленных почвах // Вестник Перм. ун-та. Сер. Физика. - 2012. - Вып. 4 (22) -
C. 44-47.
3. Instability of a drop moving in a Brinkman porous medium /
D.V. Lyubimov, S. Shklyaev, T.P. Lyubimova, O. Zikanov // Phys. Fluids. -2009. - Vol. 7. - P. 337-344.
4. Development and Testing of a Kinetic Model for Oxygen Transport in Porous Media in the Presence of Trapped Gas / J.H. Donaldson [et al.] // Ground Water - 1997. - Vol. 35. - P. 270.
5. Donaldson J.H., Istok J.D., O'Reilly K.T. Dissolved Gas Transport in the Presence of a Trapped Gas Phase: Experimental Evaluation of a Two-Dimensional Kinetic Model // Ground Water. - 1998. - Vol. 36. - P. 133.
6. Barenblatt G.I., Yentov V.M., Ryzhik V.M. Theory of Fluid Flows Through Natural Rocks. - Springer, 2010. - 412 p.
7. Bird R.B., Stewart W.E., Lightfoot E.N. Transport phenomena. 2nd ed. - N.Y.: Wiley, 2007. - 897 p.
References
1. Goldobin D.S., Brilliantov N.V. Diffusive counter dispersion of mass in bubbly media. Phys. Rev. E., 2011, vol. 84, p. 056328.
2. Goldobin D.S., Krauzin P.V. Vlijanie godovoj volny temperatury na diffuzionnyj transport atmosfernogo azota v zatoplennyh pochvah [Influence of annual temperature wave on diffusive transport of atmospheric nitrogen in wetlands]. VestnikPermskogo Universiteta. Physika, 2012, iss. 4 (22), pp. 44-47.
3. Lyubimov D.V., Shklyaev S., Lyubimova T.P., Zikanov O. Instability of a drop moving in a Brinkman porous medium. Phys. Fluids, 2009, vol. 7, pp. 337-344.
4. Donaldson J.H. [et al.] Development and Testing of a Kinetic Model for Oxygen Transport in Porous Media in the Presence of Trapped Gas. Ground Water, 1997, vol. 35, p. 270.
5. Donaldson J.H., Istok J.D., O'Reilly K.T. Dissolved Gas Transport in the Presence of a Trapped Gas Phase: Experimental Evaluation of a Two-Dimensional Kinetic Model. Ground Water, 1998, vol. 36, p. 133.
6. Barenblatt G.I., Yentov V.M., Ryzhik V.M. Theory of Fluid Flows Through Natural Rocks. Springer, 2010. 412 p.
7. Bird R.B., Stewart W.E., Lightfoot E.N. Transport phenomena. 2nd ed. N.Y.: Wiley, 2007. 897 p.
Об авторах
Голдобин Денис Сергеевич (Пермь, Россия) - кандидат физико-математических наук, старший научный сотрудник группы «Динамика геологических систем» Института механики сплошных сред УрО РАН (614013, Пермь, ул. Акад. Королева, 1, e-mail: goldobin@icmm.ru); старший преподаватель кафедры теоретической физики Пермского государственного национального исследовательского университета (614990, Пермь, ул. Букирева, 15).
Краузин Павел Васильевич (Пермь, Россия) - аспирант Института механики сплошных сред УрО РАН (614013, г. Пермь, ул. Академика Королева, 1, e-mail: krauzin@gmail.com).
About the authors
Goldobin Denis Sergeevich (Perm, Russian Federation) - PhD in Physical and Mathematical Sciences; Senior Researcher "Dynamics of Geological Systems" of the Institute of Continuous Media Mechanics, Ural Branch of Russian Akademy of Sciences (1, Academic Korolev st., 614013, Perm, Russian Federation, e-mail: goldobin@icmm.ru); Senior Lecturer at the Department of Theoretical Physics of Perm State National Research University (15, Bukireva st., 614990, Perm, Russian Federation).
Krauzin Pavel Vasilyevich (Perm, Russian Federation) - Doctoral Student, Institute of Continuous Media Mechanics Ural Branch of Russian Akademy of Sciences (1, Academic Korolev st., 614013, Perm, Russian Federation, e-mail: krauzin@gmail.com).
Получено 17.03.2013
