CARACTERISTIQUES HYDRO-SEDIMENTAIRES DE LA MANCHE

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Paramètres du transport sédimentaire : qu’est-ce qui fait bouger le sédiment ?

Nous cherchons ici à décrire la mécanique du mouvement des grains de manière qualitative. Les formulations permettant des prédictions de flux transportés seront présentées au paragraphe 5.4.4.

Une particule se met en mouvement lorsque les forces de portance et de trainée générées par la dépression associée à l’accélération du fluide contournant la particule sont supérieures aux forces gravitationnelles et de frictions qui la maintiennent immobile.

La stabilité d’un grain ou d’un arrangement de grains peut être caractérisée par son angle de repos (ou angle de frottement interne φ). Il est défini comme l’angle formé par la droite passant par le centre de la particule et le point de contact, et par la droite perpendiculaire au lit passant par le centre de la particule (figure 1.4). On peut le rapprocher, par exemple, de la pente d’équilibre d’un tas de sable ou de la pente d’avalanche d’une dune. Les valeurs de l’angle de repos trouvées dans la littérature (Van Rijn, 1993) sont comprises entre 40° et 50° (en fonction de la taille, la forme et la porosité). Les valeurs sont plus élevées pour un sable anguleux que pour un sable sphérique.

Les forces d’entraînement sont liées à la vitesse locale près du fond générée par les courants et/ou la houle. Deux indices permettent de caractériser les conditions hydrauliques au fond :

– Une première distinction est faite entre un régime laminaire et un régime turbulent. Cette classification se fait par l’intermédiaire du nombre de Reynolds de l’écoulement Ref qui est donné par : Re f = hνu
Avec :

h la hauteur d’eau concernée par l’écoulement en m ;

u la vitesse moyenne de l’écoulement en m.s-1;

ν la viscosité cinématique du fluide en m².s-1.

La transition d’un régime laminaire à turbulent a lieu pour des valeurs de Ref comprises entre 500 et 2000. En régime laminaire, la tension générée par le fluide à l’interface eau–sédiment (dans la couche limite) est de type visqueux, le profil de vitesse est alors linéaire. En régime turbulent, la tension générée par le fluide est due en majeure partie à la dissipation d’énergie par les tourbillons, le profil de vitesse est alors logarithmique.

– Dans le cas d’un régime turbulent, le nombre de Reynolds de grain Reg permet de distinguer un écoulement lisse d’un écoulement rugueux. Il s’exprime selon : Reg =ku

Avec : sν ∗

ks la rugosité équivalente (ou rugosité de Nikuradse) en m ;

u∗ la vitesse de frottement en m.s-1.

La transition d’un fond lisse à un fond rugueux a lieu pour des valeurs de Reg comprise entre 5 et 65. Un régime turbulent lisse est marqué par la superposition d’une couche limite turbulente sur une sous couche visqueuse. Dans un régime turbulent rugueux, la sous couche laminaire est inexistante (figure 1.5).

Dans les conditions d’un régime turbulent rugueux, que l’on rencontre habituellement en mer, la vitesse du fluide fluctue très rapidement dans le temps et dans l’espace. Ceci, associé à la disparité des caractéristiques des sédiments naturels (décrites au paragraphe précédent), rend le bilan de forces impossible à réaliser de manière déterministe. L’effet du fluide sur le lit sédimentaire est généralement traduit par le biais d’une tension de frottement, appelée aussi contrainte de cisaillement, plus facile à estimer (paragraphe 1.5). Celle-ci rend compte à la fois des caractéristiques du fluide (densité, viscosité) et de celles du lit sédimentaire (morphologie, rugosité).

Le mouvement des sédiments sera aussi influencé par la topographie du fond. Une pente dans le sens du courant va modifier l’intensité du transport : l’augmenter si la pente est dans le sens de l’écoulement, la diminuer si la pente s’oppose à l’écoulement. Une pente transversale va provoquer une déviation du transport par rapport à la direction de l’écoulement. Les différentes manières de prendre en compte la pente dans le calcul du transport sont développées au paragraphe 5.4.4.7.

Les différents modes de transport sédimentaire

Observations

Une fois les particules mises en mouvement, deux modes de transport sont en général distingués :
– Le transport par charriage (terme anglo-saxon : bedload), à proximité du fond. Les grains se déplacent alors par glissement, par roulement ou par saltation. Leur vitesse de déplacement est très inférieure à la vitesse du fluide. La couche de charriage est supposée avoir une épaisseur de la taille de quelques grains.
Lors d’un transport sélectif (les plus grosses particules ne sont pas en mouvement), la présence de grains immobiles freine le transport des particules en mouvement : ils représentent un obstacle physique à la progression et génèrent des recirculations locales à l’aval qui se traduisent par des figures de sillage caractéristiques (figure 1.6).
– Le transport en suspension, lorsque les particules ne sont plus en contact avec le fond. Pour ce mode de transport, la chute des grains est alors compensée par la diffusion verticale associée à la turbulence de l’écoulement. Il est considéré que les grains en suspension se déplacent à la vitesse du fluide.
Dans la nature, les deux modes de transport peuvent coexister en affectant des populations de particules différentes (figure 1.7). Lorsque la tension de frottement augmente, quelques grains commencent à bouger par charriage. Si elle ne cesse d’augmenter, ce mouvement s’étend ensuite à l’ensemble des sédiments de surface. La mobilité des particules de taille importante nécessite des pentes élevées ou des conditions hydrauliques extrêmes. Simultanément, l’épaisseur de la couche de saltation augmente jusqu’à ce que les grains soient transportés en suspension dans toute la colonne d’eau.
Nous nous sommes intéressés dans ce paragraphe uniquement au transport des particules provenant du lit sédimentaire. De plus, il existe souvent un transport en suspension de grains très fins en provenance du lessivage de zones situées en amont ou d’origines telles que les fleuves ou l’érosion littorale. Ils ne se déposent que très rarement dans le lit (terme anglo-saxon : washload). Leur fraction dans la couverture sédimentaire de surface est très faible.
Remarquons enfin que le transport de sédiment sur fond plat (en l’absence de figures sédimentaires) est, dans le cas de lits sableux, une situation exceptionnelle qui correspond soit à un transport très faible soit à un transport très fort (terme anglo-saxon : sheet flow). Ce dernier correspond à un transport intense dans une couche mince immédiatement au-dessus du fond. Le paragraphe 1.4. s’attachera à décrire les figures sédimentaires générées par le transport solide.

Vers une classification : définition de seuils

Pour une population de particules homogènes, la distinction entre les modes de transport est délicate car il s’agit d’un processus continu. Un critère permettant par exemple de distinguer le transport par charriage du transport en suspension sera donc arbitraire.
Néanmoins, il est courant dans les études de dynamique sédimentaire de définir des seuils pour traduire la mise en mouvement ou la prédominance d’un certain type de transport.

Le seuil de mise en mouvement

La contrainte seuil de mise en mouvement est définie comme la valeur de la contrainte de frottement au delà de laquelle les grains sont mobiles. Il n’y a donc que deux cas possibles : une immobilité pour une contrainte inférieure à la contrainte seuil, un mouvement dans le cas inverse. Il est difficile d’estimer cette frontière du fait du caractère fluctuant de la contrainte de frottement et des forces stabilisatrices du sédiment.
Cette difficulté est accentuée par le manque de consensus autour de la définition du début de mouvement. Buffigton et Montgomery (1997) montrent que les valeurs des contraintes seuils trouvées dans la littérature peuvent aller du simple au double. Ces mêmes auteurs présentent les différentes méthodes utilisées pour déterminer le seuil de mise en mouvement expérimentalement. La plus satisfaisante consiste à extrapoler des mesures de flux transportés à zéro (Shields, 1936 dans Van Rijn, 1993) ou à une valeur faible (Yalin, 1972 ; Parker et al., 1982). L’extrapolation à zéro induit une très grande dépendance de la valeur calculée à la technique de mesure de flux. On préférera définir la contrainte seuil comme une contrainte de référence permettant d’obtenir une valeur de débit solide transporté très faible mais bien déterminée.
Dans le cas d’un mélange dont la granulométrie est hétérogène, l’agencement des grains va influencer la contrainte seuil de mise en mouvement. Comme l’illustre la figure 1.8, le mouvement peut être gêné si le grain est masqué, ou favorisé s’il est exposé.
Les plus gros grains du mélange opposeront une surface plus importante à l’écoulement que s’ils étaient les seuls représentés dans le lit. Inversement, les plus petits grains seront abrités par la présence de particules plus grossières. Ce phénomène est connu sous le nom de « masquage–exposition ». Cet effet a donc tendance à contrebalancer la différence de mobilité qui existe entre des grains de taille différente : le transport des gros grains est favorisé alors que celui des grains plus petits est gêné. Ainsi, le transport est rendu moins sélectif. Les expressions quantitatives qui permettent de traduire ce phénomène sont développées aux paragraphes 1.6.3 et 5.4.4.
Selon Van Rijn (1993), la contrainte seuil de mise en mouvement n’est pas trop affectée par la forme lorsque l’on considère des particules de même diamètre nominal (diamètre de la sphère ayant le même volume que le grain). Seuls les grains dont le coefficient de forme SF est important (grains de forme aplatie) nécessitent une contrainte de frottement plus importante pour se mettre en mouvement car ils présentent une surface réduite à l’écoulement. Smith et Cheung (2004) concluent le contraire à partir d’expérimentations en canal sur des sables calcaires de facteur de forme SF = 0,55 : les grains de formes irrégulières ont une mise en mouvement facilitée dans un régime d’écoulement turbulent rugueux car les forces de pression (portance et traînée) dépendent de la surface du grain exposée au fluide. Paphitis et al. (2002) insistent sur la divergence des résultats en fonction de la définition du diamètre représentatif que l’on considère. Ils proposent d’utiliser le diamètre de chute car il intègre la forme, la masse et la densité des particules.
Grass (1970) introduit une approche stochastique pour définir l’initiation du mouvement. La mise en mouvement a lieu lorsque la fonction de probabilité de la contrainte de frottement et celle des forces stabilisatrices du sédiment se chevauchent (figure 1.9). Cette approche, qui a l’avantage de prendre en compte les fluctuations et les disparités des interactions entre fluide et particules, est plus proche du phénomène observé en nature qui n’est pas du « tout ou rien ».
De nombreux auteurs (Kleinhans et Van Rijn, 2002 ; Cheng et Law, 2003 ; Papanicolaou et al., 2004 ; Wu et Yang, 2004 ; Duan et Barkdoll, 2008) ont intégré cette notion de contrainte fluctuante dans leur méthode de prédiction de la mise en mouvement. Au frottement instantané est alors associée une fonction de densité de probabilité de distribution normale, gamma, log-normale ou gaussienne selon les auteurs. Cette méthode trouve tout son intérêt lorsque la contrainte de frottement du fluide est proche de la valeur critique de mise en mouvement des grains. Le transport prédit est alors plus réaliste en termes de volume et de granulométrie. Lorsque l’excès de contrainte (la différence entre la contrainte de frottement et la contrainte seuil) augmente, les résultats des formulations stochastiques convergent vers ceux des formulations déterministes (figure 1.9, cas d).

La distinction des modes de transport

Selon Bagnold (1966), une particule est maintenue en suspension lorsque la vitesse turbulente verticale est supérieure à la vitesse de chute du grain ws. Van Rijn (1993) affirme que cette vitesse turbulente est comparable à la vitesse de frottement u∗ (qui est une autre manière d’exprimer la contrainte sur le fond, voir paragraphe 1.5.1.1). Un critère simple pour déterminer la tendance à la suspension est donc de comparer ces deux valeurs. Les grains sont entraînés en suspension quand : ws < m x u∗

Le cas particulier des rides

Lors d’études de transport sédimentaire à échelles de temps réduites, il est intéressant de s’intéresser au développement des rides. En effet, l’organisation de ces figures modifie la rugosité de l’interface eau–sédiment et les écoulements à proximité du fond. La distribution de la contrainte de cisaillement est ainsi différente de celle d’un fond plat : elle n’est plus uniforme sur un fond ridé. Du fait de la faible quantité de sédiment en jeu, les rides se forment rapidement. On peut alors considérer qu’elles sont en équilibre avec les conditions hydrauliques locales. La variation de la contrainte est donc quasiment immédiate.

De nombreux auteurs ont proposé des formulations empiriques pour prédire les caractéristiques des rides formées à l’équilibre. Soulsby et Whithouse (2005a et 2005b) proposent une revue de synthèse très complète dans laquelle 28 méthodes sont confrontés à 84 jeux de données. Les lois proposées distinguent les rides de courants des rides de houle. La hauteur et la longueur d’onde des rides calculées par les formules les plus élaborées sont fonction du diamètre de grain médian, de la vitesse du courant ou de la vitesse orbitale. Soulsby et Whithouse (2005b) proposent une méthode évolutive qui intègre la dégradation des rides due à la bioturbation. Aucune des formulations de la littérature ne prend en compte l’étendue granulométrique du sédiment. Ce paramètre n’est pourtant pas sans effet sur la morphologie des rides. Blom et Ribbering (1999) et Blom et Kleinhans (1999) trouvent qu’une distribution granulométrique étendue a tendance à diminuer la hauteur des rides formées. Damgaard et al. (2003) affirment que les rides de courant formées sur un lit hétérométrique sont moins pentues et plus asymétriques que pour un lit homogène de même diamètre médian. Selon Foti et Bondeau (1995) un mélange hétérogène a un effet stabilisateur sur les rides de houle tout en augmentant leur longueur d’onde. Des modèles de transport à haute résolution développés récemment (Van der Werf et al., 2006 ; Coco et al., 2007) sont capables de simuler le développement, la propagation et la dégradation des rides. On peut imaginer que les résultats de ces modèles permettront d’obtenir une méthode d’estimation des caractéristiques des rides formées à l’équilibre dans le cas d’un sédiment hétérométrique.

Contraintes exercées sur le sédiment

Le remaniement des sédiments fait appel à une estimation fine des contraintes de frottement générées par les vagues et les courants. Ces contraintes dépendent des caractéristiques hydrodynamiques ainsi que de la rugosité du fond, en général mal connue.

La contrainte de frottement évoquée jusqu’ici, celle qui est capable de faire bouger le sédiment, est la contrainte de peau (Wiberg et Smith, 1989). En présence de rides, de dunes ou de macrorugosités en général, le profil de l’écoulement est immédiatement modifié par la génération de cellules de recirculation à leur aval. La contrainte de frottement totale τb est alors l’addition d’une composante de forme τ », due aux forces de pression, et d’une composante de peau τ, due aux forces de cisaillement : τb = τ +τ »

La figure 1.14 illustre l’augmentation importante de la contrainte totale en présence de formes de fond.

Nous allons nous concentrer sur l’estimation de la contrainte de peau dans la mesure où c’est elle qui est susceptible d’entraîner le transport solide.

Les différents forçages et leurs interactions

Contraintes liées aux courants

La contrainte liée aux courants sur fond plat τc est estimée au delà d’une éventuelle sous-couche visqueuse à partir du concept de longueur de mélange (théorie de Prandtl).

Les tensions de Reynolds résultant des vitesses turbulentes horizontales u ‘ et verticales w’ s’écrivent selon l’hypothèse de Boussinesq : τc= − ρeu ‘w’ = ρe Nzδ u δz

Avec Nz , le coefficient de diffusion turbulente verticale.

Nz peut s’exprimer en fonction d’une longueur de mélange l qui est représentative de la taille des mouvements turbulents et d’une échelle des vitesses turbulentes V qui dépend de l et des gradients de vitesses moyennes. uN z= l V = l lδ δz

En première approche Prantl fait l’hypothèse que l croit linéairement avec la distance au fond : z l = Κ z Κ =0.

Particularités du transport solide en granulométrie étendue

Une manière simple de traduire la disponibilité en sédiment est d’appliquer ces formulations à une couverture sédimentaire de surface représentée par un mélange de classes granulométriques et non à une taille de grain représentative de l’ensemble du fond. Le fluide ne pourra pas entraîner plus de grains d’une certaine classe que ceux présents à la surface.

A partir d’une formule de capacité de transport écrite pour une granulométrie uniforme, l’approche couramment utilisée pour l’appliquer sur un sédiment hétérométrique est d’intégrer une – au moins la première – ou plusieurs de ces quatre méthodes :

– La discrétisation de la courbe granulométrique en plusieurs classes i, définies par une proportion βi de présence dans le mélange et un diamètre représentatif Di. Ce type d’approche a été utilisé pour la première fois par Einstein (1950) pour le calcul du transport solide.

– L’application de la formulation à la surface du lit sédimentaire (et non à tout le substrat) pour traduire le fait qu’à un instant donné, ce sont les sédiments de surface qui subissent la contrainte de frottement et sont entraînés. Ceci est particulièrement important lorsque la composition granulométrique est variable sur la verticale. Parker et Wilcock (1993) ont fait remarquer que dans le cas où la surface présente une composition différente du substrat, il n’y a en fait pas de relation unique entre la composition du substrat et le transport solide. Cette méthode nécessite de connaître la stratification granulométrique du lit ou au moins de pouvoir préciser la composition granulométrique de la couche de surface.

– L’introduction d’un coefficient de masquage-exposition pour traduire l’efficacité du forçage à mettre des grains de différentes tailles en mouvement. Comme nous l’avons vu au paragraphe 1.3.2.1, on ne peut pas considérer que la mise en mouvement des grains d’une classe est indépendante de la composition du mélange dans lequel il se trouve.

– L’introduction d’un coefficient d’entrave pour traduire la perte d’efficacité du transport des grains fins lorsqu’ils sont en mouvement sur un fond comprenant des particules immobiles. Ce coefficient n’a de raison d’être que dans l’estimation du transport par charriage.

Mise en équations du transport par charriage

A partir des principaux paramètres qui caractérisent l’écoulement et le sédiment, (décrits aux paragraphes 1.1. et 1.2.), trois nombres sans dimension sont couramment utilisés pour déterminer le transport solide :

– La contrainte de frottement adimensionnelle θi pour la classe i (appelée aussi paramètre de mobilité de Shields), définie par : τ θi =u*2= ρe (s -1) g Di (s -1) g Di

Avec :

u∗ la vitesse de frottement en m.s-1 ;

sla densité du sédiment ;

g l’accélération de la pesanteur en m.s-2 ;

Di le diamètre des grains de la classe considérée ;

τ la contrainte de frottement de peau en N.m-² ;

ρe la masse volumique de l’eau en kg.m-3.

Ce paramètre est une estimation du rapport entre la force exercée par l’écoulement sur le grain et le poids immergé du grain. Il est donc un indicateur de la mobilité du grain. La contrainte adimensionnelle seuil θi , cr pour la classe i est calculée de la même manière avec la vitesse de frottement critique u∗ cr ou la contrainte critique de mise en mouvement τcr .

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Table des matières

INTRODUCTION
PARTIE 1 : L’ETUDE DES PROCESSUS
1. LA DYNAMIQUE DES SEDIMENTS NON COHESIFS
1.1. Caractérisation physique des particules naturelles
1.1.1. Densité des particules
1.1.2. Taille des particules
1.1.3. Forme des particules
1.1.4. Porosité d’un arrangement de particules
1.2. Paramètres du transport sédimentaire : qu’est-ce qui fait bouger le sédiment ?
1.3. Les différents modes de transport sédimentaire
1.3.1. Observations
1.3.2. Vers une classification : définition de seuils
1.3.2.1. Le seuil de mise en mouvement
1.3.2.2. La distinction des modes de transport
1.4. Les différentes figures sédimentaires
1.4.1. Description
1.4.2. Le cas particulier des rides
1.5. Contraintes exercées sur le sédiment
1.5.1. Les différents forçages et leurs interactions
1.5.1.1. Contraintes liées aux courants
1.5.1.2. Contraintes liées aux vagues
1.5.1.3. Contraintes combinées : vagues et courants
1.5.1.4. Contraintes sur un fond ridé
1.5.2. Estimation de la rugosité
1.6. Les formules de transport
1.6.1. Principe général
1.6.2. Particularités du transport solide en granulométrie étendue
1.6.3. Mise en équations du transport par charriage
1.6.4. La distribution des particules en suspension
1.7. Mécanisme de tri des particules dans le lit
1.8. Conclusion
2. EXPERIMENTATIONS EN CANAL
2.1. Introduction
2.2. Expérimentation à l’érodimètre
2.2.1. Matériels et méthodes
2.2.2. Résultats
2.2.2.1. Seuils de mise en mouvement
2.2.2.2. Flux de transport charriés
Echantillons monoclasses
Mélanges bimodaux
2.2.3. Discussion
2.2.3.1. Seuils de mise en mouvement
2.2.3.2. Flux de transport charriés
2.3. Conclusion
3. OBSERVATION ET QUANTIFICATION IN-SITU DE LA DYNAMIQUE SEDIMENTAIRE MULTICLASSE
3.1. Introduction
3.2. Développement du système Dynamic Sediment Profile Imaging (DySPI)
3.3. Campagne en mer SEDHETE
3.3.1. Objectifs
3.3.2. Déroulement
3.3.3. Instrumentations et mesures
3.3.3.1. Reconnaissance des zones de mouillages potentielles
Sonar à balayage latéral
Prélèvement à la benne Shipeck
Vidéo tractée
3.3.3.2. Mouillage de la structure instrumentée
OBS (Obtical Backscattering Sensor)
Microgranulomètre laser CILAS/IFREMER
ADV (Acoustic Doppler Velocimeter) Fluorimètre
Profileur de courant ADP (Acoustic Dopppler Profiler)
3.3.3.3. Prélèvement d’eau et profil de MES
3.3.3.4. Prélèvements non perturbés de la couverture sédimentaire
3.4. Résultats de la campagne SEDHETE
3.4.1. Caractérisation physique des faciès sédimentaires
3.4.1.1. Station Job
3.4.1.2. Point FlaO
3.4.1.3. Point FlaS
3.4.1.4. Point Jer
3.4.1.5. Synthèse
3.4.2. Estimation des grandeurs hydrodynamiques
3.4.3. Estimation du charriage
3.4.3.1. Observation des processus
Point Job
Point FlaO
Point FlaS
Point Jer
Synthèse
3.4.3.2. Quantification
Analyses et hypothèses
Chaîne de traitement des images
Résultats
Synthèse
3.4.4. Caractérisation des flux en suspension
3.4.4.1. Charge particulaire
Point Job
Point FlaO et Jer
Point FlaS
Synthèse
3.4.4.2. Composition des matières en suspension
3.4.5. Apports des profils de radioéléments
3.4.5.1. Principe du traçage radioactif des particules : application au Cap de la Hague
Introduction
Choix des radioéléments à étudier
Le coefficient de partage
3.4.5.2. Principe de modélisation du traçage des particules fines dans la couverture sédimentaire
Schématisation du comportement des radioéléments du point de
rejet au piégeage dans la couverture sédimentaire
Mise en équations et paramétrisation
3.4.5.3. Validation du modèle numérique
3.4.5.4. Résultats et discussion
3.5. Synthèse des nouvelles données – intérêt pour la modélisation
PARTIE 2 : MODELISATION : APPLICATION A LA MANCHE
4. CARACTERISTIQUES HYDRO-SEDIMENTAIRES DE LA MANCHE
4.1. Les caractéristiques morphologiques
4.1.1. L’évolution morphologique
4.1.2. Les données bathymétriques actuelles
4.2. Les caractéristiques hydrodynamiques
4.2.1. Le forçage de la marée
4.2.2. Le forçage du vent
4.2.3. Le forçage de la houle
4.2.4. La circulation générale
4.2.5. La structure des masses d’eau
4.3. Les caractéristiques sédimentaires
4.3.1. La couverture sédimentaire superficielle
4.3.2. Les matières en suspension
4.4. Synthèse
5. STRATEGIE DE MODELISATION DU TRANSPORT SEDIMENTAIRE MULTICLASSE
5.1. Introduction
5.2. Le modèle hydrodynamique MARS 2DH
5.2.1. Equations
5.2.2. Conditions aux limites
5.2.3. Discrétisation – principe de résolution
5.3. Le modèle de vagues
5.4. Le modèle de transport sédimentaire
5.4.1. Principe général
5.4.2. La discrétisation du sédiment et la notion de couche active
5.4.3. L’équation de conservation de la masse sédimentaire
5.4.4. Estimation du débit solide charrié
5.4.4.1. Principes et choix des formules
5.4.4.2. Wu et al. (2000b)
5.4.4.3. Wilcock et Crowe (2003)
5.4.4.4. Ackers et White (1973)
5.4.4.5. Van Rijn (1984a)
5.4.4.6. Yalin (1963)
5.4.4.7. Modification du transport sous l’effet de la pente du fond
5.4.5. Estimation des échanges avec la colonne d’eau et évaluation de la concentration en PIM
5.4.5.1. Situation à l’équilibre
Estimation de la concentration à partir du débit solide en suspension
Estimation du débit solide en suspension à partir de la concentration
5.4.5.2. Situation hors équilibre
Limitation de l’érosion
Limitation du dépôt
5.4.5.3. Calcul de la vitesse de chute des particules
5.4.6. Détermination des échanges entre la couche active et la couche sous-jacente . . .
5.4.7. Gestion de l’épaisseur des couches
5.4.8. Résolution pas à pas
6. MODELISATION MULTICLASSE EN MANCHE : MISE EN PLACE, VALIDATION ET EXPLOITATION
6.1. Configuration du modèle
6.1.1. Emprises et maillages
6.1.2. Conditions aux limites
6.1.3. Initialisation du fond sédimentaire
6.2. Validation du modèle hydrodynamique
6.2.1. Élévation de la surface libre et hauteur d’eau
6.2.2. Courants
6.2.3. Contrainte de frottement de peau
6.2.4. Synthèse
6.3. Paramétrisation du modèle de transport sédimentaire
6.3.1. Apports des données de la campagne SEDHETE
6.3.1.1. Caractéristiques du charriage
Composition du mélange granulométrique
Seuil de mise en mouvement
Flux charrié
6.3.1.2. Matières en suspension inorganiques
6.3.2. Apport des expérimentations à l’érodimètre
6.3.2.1. Seuil de mise en mouvement
6.3.2.2. Flux charriés
6.3.3. Synthèse – choix d’un jeu de paramètres
6.4. Exploitation du modèle
6.4.1. Prédiction du transport à long terme par charriage
6.4.2. Distribution des matières en suspension inorganiques
6.4.3. Distribution des particules marquées au Cap de la Hague
CONCLUSIONS ET PERSPECTIVES
REFERENCES