3 ème partie
Compréhension du fonctionnement hydro-sédimentaire de la baie d’Alger
100
Il est à noter aussi, que l'initiation du mouvement du sable est le résultat de la contrainte de
cisaillement maximale du fond qui dépasse la contrainte de cisaillement critique (τcr) (Tanaka
and Thu, 1994). Les contraintes de cisaillement critiques peuvent être obtenues par le
diagramme de Shields. Pour les vagues aléatoires, le paramètre de Shields est souvent basé sur
la hauteur significative de la vague et sur la période du pic spectral (Soulsby, 1997). Il est
évident que la contrainte de cisaillement dans une tempête donnée peut fréquemment dépasser
le paramètre critique de Shields en raison de la variation des vagues irrégulières, même si le
paramètre de Shields calculé ne dépasse pas le seuil de mouvement des sédiments, basé sur
l'utilisation de la vague monochromatique équivalente (Henry et al., 2012).
Le nombre critique de Shields ‘θcr’ (voir Tableau III.6) est défini par la formule optimisée
de (Soulsby and Whitehouse, 1997) comme suit (Équation III.4) :
í µí¼ í µí±í µí± =
0.3
1 + 1.2í µí°· ∗
+ 0.055[1 − exp (−0.02í µí°· ∗ )]
Équation III.4
Il est possible de tracer ‘θcr’ en fonction de la taille de grain sans dimension ‘í µí°· ∗ ’ donnée
par (voir la figure 20, dans (Soulsby, 1997)) l’équation (Équation III.5) :
í µí°· ∗ = [
í µí±(í µí± − 1)
í µí¼ 2 ]
1 3
⁄
í µí±
Équation III.5
Où :
g = accélération due à la gravité = 9.81 (m.s
-2 )
s= le ratio des densités du grain et de l'eau ρs / ρ (-)
ρs = densité du grain (kg.m
-3 )
ρ = densité de l'eau (kg.m
-3 )
d = diamètre du grain (m)
ν = viscosité cinématique de l'eau (m
2 .s
-1 )
En termes de calcul de ‘τcr’, plusieurs modèles sont disponibles, tels que ceux proposés par
(Grant and Madsen, 1979; Soulsby, 1997; Soulsby and Clarke, 2005; van Rijn, 1993). Dans la
présente étude, le modèles de (Soulsby, 1997) a été utilisés pour calculer ‘τcr’(Équation III.6) :
í µí¼ í µí±í µí± = í µí¼ í µí±í µí± ∗ [í µí±(í µí¼ í µí± − í µí¼)í µí±]
Équation III.6
(Soulsby and Clarke, 2005) a affirmé que son nouveau modèle de prédiction de ‘τcr’ pour les
fonds rugueux donne des résultats largement similaires à son ancien modèle (Soulsby, 1997)
précédemment considéré dans cette étude (Équation III.4, Équation III.5 et Équation III.6).
Outre la simplicité d’application de l’ancien modèle de (Soulsby, 1997) pour la
détermination de ‘τcr’, la nouvelle méthode de (Soulsby and Clarke, 2005) repose sur le fait que
le courant moyen en profondeur est déjà connu, (cette approche n'est pas cohérente avec
l’objectif de la présente étude qui vise secondairement à déterminer la valeur critique - inconnue
jusqu'à présent- de la vitesse de courant) ce qui explique notre choix.
Compréhension du fonctionnement hydro-sédimentaire de la baie d’Alger
100
Il est à noter aussi, que l'initiation du mouvement du sable est le résultat de la contrainte de
cisaillement maximale du fond qui dépasse la contrainte de cisaillement critique (τcr) (Tanaka
and Thu, 1994). Les contraintes de cisaillement critiques peuvent être obtenues par le
diagramme de Shields. Pour les vagues aléatoires, le paramètre de Shields est souvent basé sur
la hauteur significative de la vague et sur la période du pic spectral (Soulsby, 1997). Il est
évident que la contrainte de cisaillement dans une tempête donnée peut fréquemment dépasser
le paramètre critique de Shields en raison de la variation des vagues irrégulières, même si le
paramètre de Shields calculé ne dépasse pas le seuil de mouvement des sédiments, basé sur
l'utilisation de la vague monochromatique équivalente (Henry et al., 2012).
Le nombre critique de Shields ‘θcr’ (voir Tableau III.6) est défini par la formule optimisée
de (Soulsby and Whitehouse, 1997) comme suit (Équation III.4) :
í µí¼ í µí±í µí± =
0.3
1 + 1.2í µí°· ∗
+ 0.055[1 − exp (−0.02í µí°· ∗ )]
Équation III.4
Il est possible de tracer ‘θcr’ en fonction de la taille de grain sans dimension ‘í µí°· ∗ ’ donnée
par (voir la figure 20, dans (Soulsby, 1997)) l’équation (Équation III.5) :
í µí°· ∗ = [
í µí±(í µí± − 1)
í µí¼ 2 ]
1 3
⁄
í µí±
Équation III.5
Où :
g = accélération due à la gravité = 9.81 (m.s
-2 )
s= le ratio des densités du grain et de l'eau ρs / ρ (-)
ρs = densité du grain (kg.m
-3 )
ρ = densité de l'eau (kg.m
-3 )
d = diamètre du grain (m)
ν = viscosité cinématique de l'eau (m
2 .s
-1 )
En termes de calcul de ‘τcr’, plusieurs modèles sont disponibles, tels que ceux proposés par
(Grant and Madsen, 1979; Soulsby, 1997; Soulsby and Clarke, 2005; van Rijn, 1993). Dans la
présente étude, le modèles de (Soulsby, 1997) a été utilisés pour calculer ‘τcr’(Équation III.6) :
í µí¼ í µí±í µí± = í µí¼ í µí±í µí± ∗ [í µí±(í µí¼ í µí± − í µí¼)í µí±]
Équation III.6
(Soulsby and Clarke, 2005) a affirmé que son nouveau modèle de prédiction de ‘τcr’ pour les
fonds rugueux donne des résultats largement similaires à son ancien modèle (Soulsby, 1997)
précédemment considéré dans cette étude (Équation III.4, Équation III.5 et Équation III.6).
Outre la simplicité d’application de l’ancien modèle de (Soulsby, 1997) pour la
détermination de ‘τcr’, la nouvelle méthode de (Soulsby and Clarke, 2005) repose sur le fait que
le courant moyen en profondeur est déjà connu, (cette approche n'est pas cohérente avec
l’objectif de la présente étude qui vise secondairement à déterminer la valeur critique - inconnue
jusqu'à présent- de la vitesse de courant) ce qui explique notre choix.