Université de Liège - Infoscience

Université de Liège - Infoscience
Laboratoire de Constructions Hydrauliques
Ecole Polytechnique Fédérale de Lausanne
Communication 10
Génération et transfert
des crues extrêmes
Le logiciel Faitou
Jérôme Dubois
Michel Pirotton
Editeur : Prof. Dr A. Schleiss
Lausanne, 2002
Communications du Laboratoire de constructions hydrauliques
Ecole Polytechnique Fédérale de Lausanne
Editeur: Prof. R. Sinniger
N°
1
1986
W. H. Hager
Discharge measurement structures
N°
2
1988
N. V. Bretz
Ressaut hydraulique forcé par seuil
N°
3
1990
R. Bremen
Expanding stilling basin
N°
4
1996
Dr R. Bremen
Ressaut hydraulique et bassins amortisseurs, aspects hydrauliques
particuliers
N°
5
1997
Compte-rendu du séminaire à l'EPFL
Recherche dans le domaine des barrages, crues extrêmes
Communications du Laboratoire de constructions hydrauliques
Ecole Polytechnique Fédérale de Lausanne
Editeur: Prof. Dr A. Schleiss
N°
6
1998
N. Beyer Portner
Erosion des bassins versants alpins suisse par ruissellement de
surface
N°
7
1998
G. De Cesare
Alluvionnement des retenues par courants de turbidité
N°
8
1998
J. Dubois
Comportement hydraulique et modélisation des écoulements de
surface
N°
9
2000
J. Dubois, J.-L. Boillat
Routing System - Modélisation du routage de crues dans des
systèmes hydrauliques à surface libre
N° 10
2001
J. Dubois, M. Pirotton
Génération et transfert des crues extrêmes - Le logiciel Faitou
Laboratoire de Constructions Hydrauliques
Ecole Polytechnique Fédérale de Lausanne
Communication 10
Génération et transfert
des crues extrêmes
Le logiciel Faitou
Jérôme Dubois
Michel Pirotton
Editeur : Prof. Dr A. Schleiss
Lausanne, 2002
PREFACE
La protection contre les crues est plus que jamais un thème d'actualité. Dans ce
domaine, les méthodes et techniques développées par les ingénieurs ont déjà fait
leurs preuves. Leur application cohérente à l'échelle d'un bassin versant repose
toutefois sur la maîtrise de comportements hydrauliques complexes.
Dans la présente communication, les deux auteurs, Dr Jérôme Dubois et Professeur
Michel Pirotton, décrivent les bases théoriques d'un programme de calcul nommé
Faitou (qui, comme son nom l'indique, fait effectivement presque tout) et démontrent
sa puissance à l'aide de plusieurs exemples. Faitou permet de simuler la formation et
le transfert des crues pouvant se produire dans un bassin versant. Il effectue de
manière couplée le calcul du ruissellement de surface en deux dimensions avec le
calcul des écoulements unidimensionnels en rivières.
Dans le cadre de la réalisation de son travail de doctorat sous la direction de
Dr Jean-Louis Boillat, M. Dubois a conçu et programmé en grande partie le logiciel
Faitou. Lors de plusieurs visites au Laboratoire de constructions hydrauliques en tant
que professeur invité, M. Pirotton de l'Université de Liège en Belgique a apporté une
contribution décisive au développement de ce logiciel.
Ce programme a été développé dans le cadre du projet de recherche CRUEX, qui
avait pour objectif de déterminer les crues extrêmes à l'entrée des retenues des
barrages suisses. Développé spécialement dans ce contexte particulier, Faitou est
un modèle déterministe à base physique qui calcule le transfert pluie - débit à
l'échelle du bassin versant en utilisant des modèles numériques de terrain.
Nous remercions la section des grands barrages de l'Officie fédéral des eaux et de la
géologie pour leur soutien financier apporté à ce projet.
Prof. Dr Anton Schleiss
VORWORT
Hochwasserschutz ist mehr den je ein aktuelles Thema. Zur Abschätzung von
Hochwasser wurden verschiedene Methoden und Theorien entwickelt, welche sich in
der Praxis bewährt haben. Ihre kohärente Anwendung im Massstab eines
Einzugsgebietes setzt allerdings eine vertiefte Kenntnis der komplexen hydraulischen
Vorgänge voraus.
In der vorliegenden Mitteilung beschreiben Dr. Jerôme Dubois und Prof. Dr. Michel
Pirotton die theoretischen Grundlagen eines Berechnungsprogramms, genannt
Faitou (welches wie der französische Name andeutet, fast alles macht), und zeigen
gleichzeitig dessen Stärke anhand von mehreren Beispielen. Das Programm Faitou
erlaubt Entstehung und Abfluss von Hochwassern in Einzuggebieten zu simulieren.
Es berechnet den zweidimensionalen Oberflächenabfluss und den eindimensionalen
Abfluss in Fliessgewässern in gekoppelter Weise.
Im Rahmen seiner Dissertationsarbeit unter der Leitung von Dr. Jean-Louis Boillat,
hat Hr. Dubois das Programm Faitou entworfen und grösstenteils programmiert.
Während mehreren Besuchen als eingeladener Professor hat Hr. Pirotton, Professor
an der Universität in Lüttich in Belgien, einen entscheidenden Beitrag zur
Entwicklung des Programms Faitou geleistet.
Das Programm wurde im Rahmen des Forschungsprojektes CRUEX entwickelt,
welches zum Ziele hatte, extreme Hochwasser in den direkten Einzugsgebieten der
Stauseen der Talsperren in der Schweiz zu bestimmen. Für diese spezielle
Fragestellung entwickelt, ist das Programm Faitou ein deterministisches, physikalisch
begründetes Modell, welches den Übergang von Regen in Oberflächen- und
Gerinneabfluss im Massstab des Einzugsgebietes unter Verwendung von digitalen
Geländemodellen berechnet.
Wir danken der Sektion Talsperren des Bundesamtes für Wasser und Geologie,
welche das Forschungsprojekt finanziell unterstützt hat.
Prof. Dr. Anton Schleiss
Faitou
Logiciel de simulation de la formation et du transfert des crues
Le programme sur CD avec Manuel d’utilisateur (Version 1.1, mars 2001)
peut être commandé à l'adresse suivante:
EPFL-LCH
Laboratoire de constructions hydrauliques
CH-1015 Lausanne, Suisse
Téléphone: +41 (0)21-693 23 85
Téléfax: +41 (0)21-693 22 64
http://lchwww.epfl.ch
Table des matières
1.
ASPECTS THEORIQUES DE L’ECOULEMENT
HYDROLOGIQUE EN FINE LAME
5
1.1.
Introduction
5
1.2.
Equations hydrauliques de base
6
1.3.
Equations pour les inconnues moyennes
7
1.4.
Formulation adimensionnelle
8
1.5.
Intégration spatiale des équations
11
1.6.
Modèle d’écoulement à grande échelle
15
1.7.
Limites de validité des modèles simplifiés
18
1.8.
Signification physique des modèles simplifiés
20
1.9.
Extension aux topographies réelles
22
1.10. Solution théorique de l’approximation cinématique
1.10.1. Equation de l’onde cinématique sur un plan
1.10.2. Solution analytique générale
1.10.3. Calcul de l’hydrogramme aval
1.10.4. Procédure de résolution et exemple
25
25
27
32
33
1.11. Applicabilité des modèles simplifiés aux topographies
réelles
36
1.11.1. Introduction de discontinuités vérifiant l'équation de
continuité
38
1.11.2. Première analyse par l'hypothèse de l'onde diffusive 41
-1-
1.11.3. Seconde approche de la transition par les équations
complètes d'Euler
1.11.4. Conclusion
2.
APPROCHE EXPERIMENTALE DU RUISSELLEMENT
HYDROLOGIQUE
47
51
55
2.1. Constat de la situation actuelle
2.1.1. Ecoulement laminaire
2.1.2. Ecoulement turbulent
2.1.3. Conclusions
55
55
59
66
2.2. Le modèle en calottes
2.2.1. Description géométrique
2.2.2. Paramètres hydrauliques
67
67
69
2.3. Essais en écoulements stationnaires et uniformes
2.3.1. Résultats bruts
2.3.2. Nouvelle formulation
76
77
81
2.4.
Essais en écoulements non-stationnaires et nonuniformes
2.4.1. Analyse traditionnelle
2.4.2. Paradoxes constatés
2.4.3. Analyse à l’aide de la nouvelle loi de comportement
91
94
96
99
ASPECTS CONCEPTUELS ET NUMERIQUES DE LA
MODELISATION DE L’ECOULEMENT EN FINE LAME
103
3.1. Approche stochastique du traitement topographique
3.1.1. Génération stochastique de la micro-topographie
3.1.2. Détermination des paramètres globaux
103
104
107
3.2.
112
3.
Discrétisation spatiale
-2-
3.3.
Discrétisation temporelle
122
4.
FAITOU : UN LOGICIEL DE SIMULATION DE LA
FORMATION ET DU TRANSFERT DES CRUES
125
4.1.
Introduction
125
4.2.
Description du logiciel
127
4.3.
Génération du réseau de rivières
131
4.4.
Génération du modèle de surface
134
5.
QUELQUES EXEMPLES PRATIQUES D’APPLICATION 137
5.1. Simulation du basin versant de Mattmark
5.1.1. Génération du modèle de calcul
5.1.2. Simulation de la crue de septembre 1993
137
138
140
5.2.
142
Simulation du bassin versant de la Veveyse
5.3. Simulation du bassin versant des Toules
5.3.1. Simulation de la crue de septembre 1993
146
147
6.
151
CONCLUSIONS
NOTATIONS
155
BIBLIOGRAPHIE
157
-3-
-4-
1. Aspects théoriques de l’écoulement
hydrologique en fine lame
1.1. Introduction
Cette première étape est consacrée à l’établissement de la fonction
de transfert des pluies jusqu’à leur déversement latéral dans le
réseau drainant. Ce modèle de ruissellement doit cerner les
particularités des ondes propagées sur le bassin, depuis leur
initiation jusqu'à leur tarissement. Il s’agit donc d’une approche
instationnaire, spatialement distribuée.
L’approche nécessairement physique, pour les avantages que lui
confère la signification de ses paramètres, se base sur quelques
constats fondamentaux :
ƒ La modélisation s'intéresse à des bassins versants complets,
d'une superficie potentielle de plusieurs centaines d'hectares. Sa
mise en œuvre pour de telles applications doit rester raisonnable
en moyens et en temps;
ƒ Le caractère quasi-tridimensionnel d'une géométrie constitue
une richesse de données à exploiter. La priorité sera par
conséquent donnée à une prise en compte générale de la
topographie, sans ramener le bassin à une géométrie idéalisée
ou à une succession de plans d'écoulement indépendants.
Dans ce contexte, l'approche tridimensionnelle paraît complètement
inappropriée.
Au départ d’une formulation générale des équations de NavierStokes, le modèle bidimensionnel s’obtient par une hypothèse peu
restrictive sur l'importance relative des composantes de vitesse.
L'impact des gouttes de pluie est négligé, encore que cet aspect soit
-5-
parfois réintroduit au niveau des termes de pertes. Aucune
hypothèse ne s’impose par contre sur la forme que prend
l'écoulement sur l'épaisseur de la lame fluide, pas plus que sur la
forme et l'évolution temporelle des contributions évoquées sous le
nom générique de pertes.
La mise sous forme adimensionnelle du système obtenu permet
ensuite l’évaluation de l'importance relative des termes en présence.
Cette démarche conduit aux simplifications mathématiques les
moins restrictives vis-à-vis de la forme non-linéaire des équations et
de la prise en compte de la géométrie.
1.2. Equations hydrauliques de base
Considérons un volume de fluide V, dont nous suivons le
mouvement dans l'espace à trois dimensions ox, oy, oz. Les axes
ox, oy définissent un plan orienté parallèlement au plan
topographique moyen. Γ désigne la surface extérieure à V tandis
que la normale extérieure à cette surface est caractérisée par ses
composantes ni.
Les angles θI que font les axes du repère cartésien trirectangle avec
l'axe vertical oz' passant par leur origine permettent une
décomposition aisée de l'accélération de la pesanteur.
Le principe de conservation de la masse au volume V s’écrit :
D
Dt
 ∂ρ
∫∫∫ ρ dV = ∫∫∫  ∂t
V
+
V
∂ρ ui
∂xi

 dV = ρ


∂u
∫∫∫ ∂xii dV
( 1.1 )
V
La seconde loi concerne la conservation de la quantité de
mouvement :
D
Dt
 ∂ρui
∫∫∫ ρui dV = ∫∫∫ 
V
V
 ∂t
+
∂ρui u j 
 dV = ρ
∂x j 
-6-

∂p
∂τ ij 
∫∫∫  g sinθ i − ∂xi + ∂x j  dV
V


( 1.2 )
en utilisant le théorème de la divergence de Green pour les forces
de surface, composées des contraintes visqueuses τij et de la
pression p. L'effet de rotation terrestre est négligé, bien que sa prise
en compte dans les forces de volume ne pose aucun problème
particulier.
Même si la forme différentielle est immédiate, il est important pour la
suite (phénomènes discontinus) de d’insister sur la forme intégrale
originelle du système.
1.3. Equations pour les inconnues
moyennes
En l’absence de toute hypothèse sur le type d'écoulement au travers
de la veine fluide, il convient donc de considérer chaque inconnue
comme une variable aléatoire de la position et du temps. Comme
l'objectif du modèle n'est pas l'étude des fluctuations erratiques
instantanées des variables, le système doit être moyenné sur une
période T caractéristique de ces pulsations, très inférieure aux temps
caractéristiques des phénomènes à étudier.
Afin d’établir les équations caractéristiques d’un mouvement moyen
instationnaire, chaque inconnue f est décomposée en une partie
T
moyenne f et une fluctuation aléatoire f".
f = f T + f ’’
avec (f )T = 0
( 1.3 )
Cette moyenne sur la continuité, en respectant les conditions de
Reynolds, n’apporte aucune modification de la formulation
contrairement aux équations dynamiques, dont les termes nonlinéaires donnent naissance à des contributions supplémentaires :
En travaillant sur une combinaison des équations plus propice à
l’établissement d’une formulation conservative, il vient :
-7-
T
T
∂ui u j
∂ui
+
∂t
∂x j
T
T
T
∂pT ∂(τ ij + u "i u" j )
= g sinθ i −
+
∂xi
∂x j
( 1.4 )
La similarité mathématique est totale, à condition d'ajouter aux
contraintes visqueuses des contraintes de turbulence qui portent le
nom de tensions de Reynolds. La décomposition moyenne fluctuation "simplifie" un système où n'intervient désormais que l'effet
global des fluctuations au travers d'un tenseur symétrique inconnu à
six inconnues. Ce dernier réclame d'autres relations sans nouvelle
inconnue pour fermer le système. Ce tenseur symbolise ce que
créent les fluctuations en cisaillant l'écoulement moyen.
Pour la suite des développements, les contraintes visqueuses et
turbulentes seront réunies sous une notation unique tandis que les
"T" de moyenne seront ignorés, pour alléger l’écriture.
1.4. Formulation adimensionnelle
La première étape vers une indispensable simplification du modèle
passe par une mise sous forme adimensionnelle des équations. Elle
permet, par l'énoncé d'une condition peu restrictive, une
simplification radicale du système indispensable au passage en deux
dimensions.
Considérons une épaisseur caractéristique h0 de lame d'écoulement
selon oz ainsi que des vitesses caractéristiques ui,0 selon chaque
axe. W0 se définit comme une vitesse caractéristique selon la droite
de plus grande pente, obtenue par combinaison linéaire des vitesses
caractéristiques selon ox et oy.
Avec ces valeurs, construisons deux longueurs caractéristiques
suivant les axes ox et oy en s'aidant du rapport des vitesses
caractéristiques :
λi = h0
ui
u3
( 1.5 )
-8-
Les rapports εi comparent les vitesses ui,0 à la vitesse caractéristique
q0 :
εi =
ui
w0
( 1.6 )
Le temps caractéristique se déduit des grandeurs définies selon
chaque axe d'écoulement
t0 =
λi
ui
( 1.7 )
Les coordonnées adimensionnelles s’obtiennent par comparaison
avec les longueurs caractéristiques λi correspondantes
xi
λi
*
xi =
( 1.8 )
tandis que les vitesses adimensionnelles et les contraintes
adimensionnelles s’écrivent logiquement :
dx i
*
ui =
dt
*
*
=
1 dx i
u
= i
ui 0 dt
ui 0
( 1.9 )
et
σ ii * =
σ ii
ρui 0u j 0
( 1.10 )
Le choix de la pression et de la gravité adimensionnelle s’opère en
raisonnant selon l’axe principal d'écoulement le long duquel se
développent essentiellement des gradients de pression :
p* =
p
( 1.11 )
ρu320
et
-9-
g* =
g
( 1.12 )
ρu302
L’introduction de ces relations dans le système d’équation rend la
forme adimensionnelle suivante :
∂u j
*
∂x j
*
=0
( 1.13 )
*
εiε3(
*
*
*
∂ui u j
∂σ ij
∂ui
ε ∂p *
+
+ ε i ε3
) = g * sinθ i − 3
*
*
*
∂t
ε
∂x j
∂x j
i ∂xi
( 1.14 )
Venons-en aux hypothèses qui portent, comme le laisse entrevoir la
forme particulière des équations dynamiques, sur le terme ε3.
Si ce rapport entre la vitesse perpendiculaire à la lame et la
combinaison des vitesses ui selon la plus grande pente est petit visà-vis de l'unité, alors son carré est négligeable, ce qui simplifie
l’équation dynamique selon oz. Cette dernière exprime alors une
distribution hydrostatique de la pression selon cet axe.
∂p *
∂x3
*
= −g * sin θ 3
( 1.15 )
Cette expression rappelle que l'hydrostaticité de la pression selon un
axe vertical n'est une distribution raisonnable que dans le cas
particulier d'une topographie à faible pente sur laquelle l'écoulement
devient quasi-horizontal et qu’elle s’exprime beaucoup plus
généralement selon une perpendiculaire au plan moyen
d’écoulement.
L’hydrostaticité résulte ainsi d’équations simplifiées grâce à une
hypothèse sur les vitesses qui paraît d'autant plus acceptable qu’elle
se base sur le carré d'un rapport. Notons encore qu'un choix de trois
longueurs caractéristiques selon les axes et d'une vitesse
caractéristique selon la plus grande pente donnerait des
- 10 -
simplifications identiques en raisonnant cette fois directement sur le
carré d'un rapport très disproportionné d'échelle d'écoulement
(Pirotton, 1994).
1.5. Intégration spatiale des équations
La réduction des dimensions s’obtient en effectuant une intégration
sur la hauteur d'eau La figure 1.2 définit l'espace physique à
considérer, illustre ses frontières et présente ses échanges avec le
monde extérieur. hf désigne la distance, selon l'axe oz, du plan (ox,
oy) au sol et hs est la distance, selon le même axe, du plan (ox, oy) à
la surface libre.
La distance selon oz entre les deux plans limites d'écoulement
s'écrit:
h = hf + hs
( 1.16 )
Le système est alimenté par des précipitations i tandis que l'eau
s'infiltre dans le sol à une vitesse r. Ces deux vitesses sont
mesurées traditionnellement selon un axe vertical.
Intégrons les équations sur la profondeur locale h en utilisant la
formule de Leibnitz qui s'écrit pour une fonction f :
∂
∂xi
hs
hs
∫
fdz =
− hf
∫
− hf
∂f
dz + f
∂xi
z = hs
∂hS
−f
∂xi
z = − hf
∂( −hf )
∂xi
( 1.17 )
L'équation de continuité intégrée s’écrit, pour i = 1, 2 :
∂h
∂
+
∂t ∂xi
hs
z=h
s

∂z 
ui dz +  u3 − ui
=0

∂xi  z = − h

− hf
f
∫
( 1.18 )
L’intégration des équations dynamiques selon ox et oy tient compte
de la distribution hydrostatique de pression obtenue par l’équation
selon oz :
- 11 -
p = ρg (hs − z ) sinθ 3
( 1.19 )
ce qui donne finalement
h
hs
∂hS
∂ s
∂
sinθ 3 +
∫ ui dz +
∫ ui u j dz = gh sinθ i − gh
∂x i
∂t − h
∂x j − h
f
f
z = hs
hs


∂z 
1 ∂

+
)
∫ σ dz +  ui (u3 − u j
ρ ∂x j − h ij
∂x j 


 z = −h
f
f
z = hs


∂z 
1
σ
σ
−
)
ij ∂x 
ρ  i 3
j  z = −h

f
( 1.20 )
Les conditions à imposer sur les frontières extérieures (fond et
surface libre) sont de deux types :
ƒ Les conditions cinématiques précisent le comportement du fluide
aux frontières, son mouvement relatif par rapport à elles. En
écrivant l’équation d’une frontière quelconque, variable en toute
généralité avec le temps
z = h( x1, x2, t )
( 1.21 )
ƒ La condition cinématique exprime que la vitesse différentielle
selon oz entre une particule qui suivrait le fond et celle du liquide
au même endroit est égale à la composante de la vitesse
d'infiltration ou de précipitation.
ƒ En introduisant les composantes de la trajectoire x(t), y(t), z(t)
caractérisant la particule et compte tenu de la définition des
composantes de la vitesse, il vient :
u3 − ui
∂z
= w Frontière sin θ 3
∂xi
- 12 -
( 1.22 )
à exploiter en z = hf avec wFrontière = r et en z = -hs avec wFrontière
= i.
ƒ Les conditions dynamiques établissent les équilibres de forces
sur un volume élémentaire à ces mêmes frontières. La valeur
des contraintes aux frontières est en effet liée aux forces
qu'exerce le monde extérieur sur le système.
Figure 1.2 : Equilibre d'un volume élémentaire de la surface libre
Si on néglige les termes d'ordre supérieur, les contraintes sur les
facettes s'équilibrent comme suit :
σ i 3 − σ ij
∂z
= ti
∂x j
( 1.23 )
à exploiter en z = -hf en tenant compte des composantes du
frottement sur le sol,
ti i ainsi qu’en z = hs où le forcing du vent sera
négligé en première approximation. Rappelons encore que
incluent l'effet d'éventuelles perturbations turbulentes.
- 13 -
ti
Ces conditions introduisent dans les équations bidimensionnelles les
apports, suivant l'axe intégré, du monde extérieur au système. La
définition des vitesses moyennes sur la profondeur ainsi que des
intégrales qui peuvent être liées à ces grandeurs moyennes:
hs
ui =
1
ui dz
h −h
∫
( 1.24 )
f
h
1 s
ρij ui u j = ∫ ui u j dz
h −h f
∂
Sij =
∂xi
( 1.25 )
hs
∫ σ dz
( 1.26 )
ij
−h f
donnent une forme définitive à l'équation de continuité intégrée :
∂h ∂u j h
+
= (i − r ) sinθ 3
∂t
∂x j
( 1.27 )
Le deux équations dynamiques contiennent encore certaines
évaluations des composantes de vitesses aux extrémités ainsi que
les termes ρ ij et Sij qui gênent l'établissement d'une formulation
purement bidimensionnelle puisqu’ils dépendent de la forme des
diagrammes des vitesses et de l’état du fluide (turbulence) :
∂(ui h ) ∂( ρ ij ui u j h)
∂h
+
= gh(sinθ i − sinθ 3 s ) +
∂t
∂xi
∂x i
1
(S1i + S2i ) + sinθ 3 (ui
ρ
z = hs r
− ui
z = − hf
( 1.28 )
i ) + ti
Il est possible de supposer (Chen et al, Taylor et al) négligeables les
vitesses verticales sur l'épaisseur de la lame à l'exception de la
surface libre qui subit l'impact des gouttes de pluie. A la pression
hydrostatique se superpose alors une pression dynamique
d'amplitude et de distribution inconnues.
- 14 -
Plus généralement, l’apport en quantité de mouvement des termes
d’échange aux frontières est considéré comme négligeable
(Kawahara et al). Or cette hypothèse semble entrer en contradiction
avec une répartition uniforme de la vitesse jusqu'à la surface. En
effet, elle revient à attribuer cette même composante à la pluie
considérée ici comme faisant partie d'un même milieu continu. Cette
ambiguïté ne peut être levée qu'en supposant l'existence d'une fine
tranche de fluide à la surface qui assure la transition rapide de
vitesse.
Quand à la distribution des vitesses moyennes sur la hauteur, celleci reste difficilement évaluable a priori compte tenu d’une part de
l’instationnarité des phénomènes ainsi que des faibles épaisseurs de
lame. Bien que cet aspect puisse être reconsidéré au niveau du
chapitre sur les essais expérimentaux, la littérature, par la forme
usuelle adoptée, considère habituellement un diagramme uniforme,
faute d’hypothèses plus fiable dans toute la gamme laminaire et
turbulente des phases de crue et de décrue.
En conclusion, même si la résolution du système reste complexe,
l'entreprise est numériquement envisageable. Reste à savoir si elle
est raisonnable dans le contexte fixé. Se justifie-t-elle seulement
dans le cadre des possibilités informatiques actuelles ?
1.6. Modèle d’écoulement à grande échelle
Pour apporter certains éléments de réponse sur la validité des
simplifications mathématiques possibles, dans le cadre d’un
écoulement hydrologique en fine lame à grande échelle, une
évaluation des termes en présence s’impose, proposée ici dans un
cadre unidimensionnel, plus propice à l’analyse. Compte tenu des
dernières hypothèses, la forme non conservative des équations, en
omettant les signes de valeur moyenne :
∂h ∂uh
+
= (i − r ) sinθ
∂t
∂x
( 1.29 )
- 15 -
∂u
∂u
∂h
t
+u
+g
cos θ = g sinθ + − ( r − i ) cos θ
∂t
∂x
∂x
h
( 1.30 )
Il est possible (Woolhiser 1975) d'écrire ces relations sous une forme
adimensionnelle qui facilite leur discussion et la classification des
diverses approximations possibles.
Considérons l’écoulement en fine lame sur une longueur
caractéristique l0 le long de laquelle les principales caractéristiques
topographiques et morphologiques ne subissent pas de
modifications fondamentales. A l’issue de ce parcours, l’écoulement
atteint sa hauteur h0 normale à un exutoire où le débit, par continuité
s’écrit :
Q0 = h0u0 = (i − r ) ⋅ l 0 cos θ
( 1.31 )
Les grandeurs u0, h0 sont liées par la définition de la vitesse uniforme
qui prend une forme caractéristique du type d'écoulement. En
écrivant la loi de frottement sous une forme généralisée qui sera
discutée au chapitre suivant :
Jf =
t
ub
=a d
gh
h
( 1.32 )
ce qui s’écrit encore :
1
u=(
1
Jf b d
) h = α ⋅ h( m −1)
a
( 1.33 )
En introduisant les formes adimensionnelles des coordonnées et des
variables
x* =
x
,
l0
t* =
u0 ⋅ t
,
l0
h* =
h
u
, u* =
h0
u0
les équations deviennent :
- 16 -
( )
∂ h* ∂ u *h*
+
=1
∂ t*
∂ x*
( 1.34 )
∂ u*
∂ u * gh0 cos θ ∂ h * gl 0 sin θ
+ u*
+
=
*
2
2
∂t
∂ x*
∂ x*
u0
u0
 u *b
1 −
d

 h*
 u*
−
 h*

( 1.35 )
L’équation dynamique met en évidence l'existence de deux
paramètres : le nombre de Froude F0 ainsi que le nombre d'onde
cinématique K0, cité la première fois par Woolhizer et Liggett en
1967 :
2
u0
gh0 cos θ
F0 =
K0 =
gl0 sinθ
u0
2
( 1.36 )
=
gl 0 sinθ
u0
( 1.37 )
2
Leurs valeurs relatives donnent lieu à trois approximations possibles
de l'équation dynamique :
ƒ Lorsque K0 prend une valeur importante, il existe une relation
univoque entre la profondeur et la vitesse. La profondeur est
alors la hauteur normale pour le débit correspondant. Elle
correspond à l'approximation de l'onde cinématique et s’écrit :
b
u * = h*
d
( 1.38 )
ƒ Par contre, si la valeur de K0 est négligeable, l'équation
dynamique se réduit à l'approximation de l'onde de gravité :
*
1 ∂ h* u *
∂ u*
* ∂ u
+
+
+
=0
u
∂ t*
∂ x * F0 2 ∂ x * h *
( 1.39 )
ƒ Enfin, l'équation de l'onde de diffusion découle d'un nombre de
2
Froude négligeable, avec un produit F0 K0 significatif. C’est
l’approximation de l’onde diffusive :
- 17 -
 u *b 
∂ h*
= F02K 0 1 − d 
*


∂x
 h* 
( 1.40 )
1.7. Limites de validité des modèles
simplifiés
Les conditions d'applicabilité de chaque l'approximation ont fait
l’objet de plusieurs communications dans la littérature. Sur base
d’essais numériques, Woolhiser et Liggett (1967) proposent comme
critère de validité de l’hypothèse cinématique que le nombre
cinématique K soit plus grand que 20. Ils relèvent cependant que
pour K = 10, la plus grande erreur commise ne dépasse pas 10%
pour rapidement s’amenuiser lorsque le K croît.
Par comparaison entre la solution analytique et la simulation
numérique d’une perturbation sinusoïdale, Ponce et al. (1978)
montrent par ailleurs qu’après une longueur d’onde, l’approximation
de l’onde cinématique fournit une solution à 5% près si la période
d’onde adimensionnelle Tw remplit le critère suivant :
Tw =
T ⋅ S0 ⋅ V0
> 171
h0
( 1.41 )
où T est la période de l’onde, c’est-à-dire le double du temps de
montée de la crue.
Reprenant l’étude originelle, Morris et al (1980) constatent qu'il est
également indispensable, pour des petits nombres de Froude, que
k ⋅ F0 ≥ 5
2
( 1.42 )
Al-Mashidani et al entreprennent une étude similaire par éléments
finis et concluent que la borne inférieure de K pour passer à l'onde
cinématique est à revoir d’autant plus à la hausse que le nombre de
Froude est petit.
- 18 -
Ils mettent également en exergue l'influence de la condition limite à
l'aval, dont l'effet s'estompe d'autant plus que K grandit : plus la
pente et le frottement dominent l'écoulement, plus la condition aval
est rapidement évanescente (Napiorkowski et al).
Il s’agit d’ailleurs d’une conclusion heureuse tant est aigu le
problème de correspondance physique avec la réalité dans la
modélisation de la transition de l'écoulement hydrologique en fine
lame à l'écoulement en ruisseau.
Figure 1.3 : Montées en crue d’hydrogrammes adimensionnels pour différentes
valeurs du paramètre K avec F0 constant. La pluie est d'intensité constante pour
0 < t < ∞, d’après Woolhiser (1975).
L’effet des conditions limites doit être précisé tout comme le
comportement de l'onde dissipative pour laquelle aucun résultat
concret n’a encore été commenté.
Morris et al répondent à ces questions en balayant avec leurs
simulations tout le champ des paramètres pour les trois
- 19 -
approximations possibles soumises à deux types de conditions
limites aval.
La figure 1.3 confirme la synthèse de Vieira qui estime, tous effets
confondus, nécessaire une valeur de K = 50 au moins pour une
correspondance satisfaisante entre équations complètes et
approximation de l'onde cinématique.
Par une étude statistique systématique, il établit les zones de validité
de chaque approximation dans le plan F, K.
L'écoulement sur des pentes naturelles situe généralement les
couples de valeurs (F, K) dans des zones où l'approximation
cinématique est licite. Ce n'est que sur les faibles pentes courtes et à
débit latéral important que la prudence s’impose et que le choix entre
l'approche cinématique ou diffusive reste ouvert.
Quoi qu’il en soit, le recours à une des deux approximations
s’impose en lieu et place des équations dynamiques complètes. La
résolution s’en trouve toujours grandement facilitée, tant
analytiquement que numériquement.
1.8. Signification physique des modèles
simplifiés
En amputant l'équation dynamique générale d'une partie de ses
termes, la vitesse s'exprime, tant en hypothèse cinématique que
diffusive, comme une relation explicite de la hauteur d'eau. Cette
fonction où interviennent certaines propriétés du système marque un
appauvrissement par rapport au comportement classique en
hystéresis caractéristique des systèmes complets.
Le point le plus sensible entre les deux approches concerne le choix
de la pente de calcul (pente de fond en thèse cinématique, pente de
surface en approche diffusive). D'un point de vue théorique, cette
différence annonce de substantielles différences de comportement
- 20 -
sur les topographies envisageables : nous les situerons par rapport
au comportement de la thèse cinématique.
ƒ D'une part l'absence de pente exclut tout écoulement.
ƒ A l'autre extrême, aucune formation de zones de stockage à
surface libre horizontale ne peut être correctement modélisée.
La bathymétrie quelconque de ces cuvettes induit inévitablement
des vitesses inexistantes par des méthodes plus complètes
comme l’hypothèse diffusive.
ƒ Enfin, tout écoulement à contrepente est exclu.
Ces limitations paraissent extrêmement contraignantes puisqu'à côté
d'un certain nombre de phénomènes que la théorie cinématique ne
peut reconnaître, elle en introduit d'autres qui ne s'identifient à aucun
équivalent physique.
La thèse diffusive permet d’éliminer ces difficultés, pour autant que
le gradient de hauteur soit numériquement significatif dans les
modélisations.
Il faut à nouveau examiner ces limitations plus raisonnablement à la
lumière des écoulements hydrologiques forcément particuliers. Peu
d'hydrologistes songent réellement à contester l'idée d'un
ruissellement globalement orienté selon les droites de plus grande
pente alors que cette hypothèse relève des mêmes limitations. La
formation de lacs se produit difficilement à l'échelle macroscopique
envisagée, à moins de prendre en compte des précipitations si
prolongées et intenses qu'elles appartiennent à des phénomènes
naturels aussi rares qu'exceptionnels.
La prise en compte de la surface libre ne semble donc se justifier
que dans le contexte d'une modélisation de tous les accidents très
locaux de la topographie, à moins qu’elle ne s’impose dans les cas
précis où l’absence de pente topographique induit des
accumulations locales qui créent des gradients de hauteur
- 21 -
prépondérants. Il s’agit d’une remarque fondamentale à examiner à
la lumière des modèles numériques de terrain.
Dans tous les cas, une attention toute particulière doit ainsi être
accordée à la définition du bassin versant, en parfaite connaissance
de ces comportements marquants.
1.9. Extension aux topographies réelles
Si les atouts d’une formulation mathématique simplifiée ne font
aucun doute, il va de soi que les simplifications introduisent des
limites parfois sévères. En légitimant majoritairement l'application de
la thèse cinématique à l'hydrologie, la littérature illustre surtout le
succès grandissant dont bénéficient les modèles conceptuels
distribués.
Un point commun unit la plupart d'entre eux : la modélisation du
ruissellement s'appuie sur un raisonnement unidimensionnel qui
implique des phases préalables d'idéalisation du terrain pour le
convertir
en
bandes
d'écoulement
unidimensionnelles
indépendantes.
C'est précisément la discrétisation de ces dernières qui permet le
plus aisément de sérier les méthodes, indépendamment de toute
classification d'ordre numérique :
ƒ Le premier groupe respecte strictement le contexte initial de
validation de l'approche cinématique en hydrologie. Chaque
bande de terrain se réduit à un seul plan incliné dont l'extrémité
amont coïncide avec la crête de partage et l'extrémité aval avec
un segment du cours d'eau ou d'un ru qui s'y jette. Pour parvenir
à une telle décomposition, il suffit de raisonner sur la structure
éventuellement ramifiée des rivières qui alimentent l'exutoire à
étudier. En progressant alors par degré croissant dans la
classification de Strahler du réseau drainant, le bassin versant
principal se scinde en bassins propres à chaque branche qui
- 22 -
subissent à leur tour une décomposition en bandes de
ruissellement. Les lignes de plus grande pente, qui interceptent
les extrémités de chaque segment de rivière concerné, bornent
une surface topographique qui s'étale depuis la ligne de faîte.
Cette dernière fait l'objet d'une étude indépendante des
éléments voisins dès l'instant où le ruissellement n'est supposé
évoluer que perpendiculairement aux lignes de niveau
(Jayawadena et al).
ƒ Tout en jouissant déjà de la plupart des avantages
fondamentaux d'une d'approche physique, une évolution
s’impose vers des discrétisations unidimensionnelles plus fines,
au gré de l'évolution des possibilités informatiques. Quoi qu’il en
soit, l'extrême simplification en long des irrégularités
topographiques de chaque bande de terrain doit avoir des
incidences sur l'hydrogramme qui se déverse dans tout segment
de rivière (Lane et al) : les versants très irrégulièrement
conformés sortent donc du cadre d'application de ces méthodes.
Dans le même ordre d'idées se pose le problème crucial du
critère qui fixe la pente équivalente.
ƒ La seconde étape consiste à progresser dans la discrétisation en
long des bandes de terrain. S'il s'agit d'une évolution inéluctable,
elle n'en demeure pas moins théoriquement parlant beaucoup
plus audacieuse puisqu'elle étend le champ d'application des
approximations à des topographies en long plus générales. La
plupart des auteurs qui procèdent à cette extension en
unidimensionnel la justifie sur la seule base du critère initial de
Woolhizer et al qui porte sur K. Croley et al soutiennent quant à
eux qu'il est peu rigoureux de l'appliquer in extenso à un "modèle
en cascades".
Dans la perspective d'une totale liberté dans la représentation
topographique, cette question cruciale trouve sa réponse dans le
réalisme et le bon sens indispensable pour une telle simulation.
- 23 -
Quittons un instant le contexte théorique pour nous en tenir
simplement à des ordres de grandeur : Dans l’optique clairement
avouée de considérer l'évolution temporelle de l'hydrologie de
surface d'un bassin qui peut couvrir des centaines voire des milliers
d'hectares, il est illusoire d'espérer discrétiser une telle surface avec
des mailles dont la dimension moyenne descendrait nettement sous
la cinquantaine de mètres.
Compte tenu des phénomènes d'interception, d'infiltration et
d'évaporation, l'épaisseur de la lame ruisselante se maintient dans
-2
des ordres de grandeur de 10
m tandis qu'elle s'écoule sur les
-2
pentes naturelles à des vitesses de l'ordre de 10 m/s. Ces quelques
valeurs fixent les ordres de grandeur des gradients de vitesse et de
hauteur susceptibles d'être développés dans une simulation
numérique. Dans des discrétisations usuelles, ils ne sauront excéder
-4
-4
-1
10 m/m pour la hauteur et 10 s pour la vitesse. L’introduction de
ces valeurs dans chaque terme de l'équation dynamique complète
permet de comparer leurs influences relatives.
∂u
∂t
O(10
+u
−6
)
∂u
∂x
O (10
+
−6
)
g
∂h
cos θ =
∂x
O(10
−3
)
g sinθ +
O(1)
t
−
h
O(1)
(r − i ) cos θ
O(10
−6
)
L'évaluation est éloquente. Elle révèle la totale inutilité de prendre en
compte les équations complètes pour des topographies globales.
Seules des mailles de taille comparable à la hauteur de la lame
d'eau rendraient à chaque terme la faculté d'être numériquement
significatif. C’est un autre domaine, celui que Tayfur et al intitulent
"écoulement sur de la microtopographique". Il se heurte à
d'innombrables difficultés, tant "philosophiques" que numériques.
Les ordres de grandeur obtenus mettent en exergue le caractère
homogène des simplifications possibles. Ils confirment également
que la contribution du gradient de hauteur à la pente de surface
demeure d'un ordre de grandeur supérieur aux termes négligeables
- 24 -
et que son élimination éventuelle doit faire l’objet d’un examen plus
détaillé.
Cette parenthèse donne l’occasion de résumer la démarche qui
prédomine dans cette étude. Les processus naturels à considérer
numériquement concernent des étendues telles qu'il faut renoncer à
étudier la progression de chaque filet fluide pour composer plus
sagement avec une échelle de maillage très supérieure à l'épaisseur
de la lame ruisselante. Ces contingences numériques préconisent
une intégration topographique qui concorde avec une autre
intégration, plus "philosophique", des processus naturels. En effet,
les réalités de ces phénomènes sont si complexes en hydrologie et
les propriétés intrinsèques si anisotropes que la seule voie
raisonnable consiste à les intégrer et à les moyenner à une échelle
macroscopique très supérieure à celle des accidents locaux de la
topographie ou de l'écoulement. Les théories cinématique ou
diffusives respectent cette démarche conceptuelle en conciliant au
mieux réalité physique et impératifs numériques.
1.10. Solution théorique de l’approximation
cinématique
Dans un souci de simplicité, il semble judicieux de traiter dans un
premier temps l’approximation de l’onde cinématique. Il est en effet
possible d’obtenir la solution analytique de cette équation simplifiée
et par là, d’étudier ses particularités comportementales.
1.10.1.
Equation de l’onde cinématique sur un plan
Pour un écoulement plan unidimensionnel, l’équation de l’onde
cinématique s’écrit :
∂ h ∂ (u h )
+
=i
∂t
∂x
( 1.43 )
et:
- 25 -
S0 = Sf
( 1.44 )
où h = hauteur d’eau; t = temps; u = vitesse moyenne; x =
coordonnée cartésienne longitudinale; i = intensité de la pluie; S0 =
pente de fond et Sf = pente énergétique.
Comme déjà présenté plus haut, la relation entre la vitesse moyenne
de l’écoulement u et la hauteur d’eau h peut s’exprimer sous la
forme générale :
u = α hm −1
( 1.45 )
où α et m sont deux coefficients qui dépendent du régime
d’écoulement ainsi que de l’expression de perte de charge
considérés.
Pour un écoulement laminaire sur un plan, la solution analytique
montre que :
α=
g S0
;
3ν
m=3
( 1.46 )
En ce qui concerne l’écoulement turbulent, un grand nombre de
formules empiriques ont été établies. Les plus fréquemment utilisées
sont celle de Chezy pour laquelle :
1
α = C S0 2 ;
m=
3
2
( 1.47 )
avec C = coefficient de Chezy, et celle de Manning-Strickler où :
1
α = K S0 2 ;
m=
5
3
( 1.48 )
avec K = coefficient de Strickler.
A l’aide de l’équation (1.45), (1.43) et (1.44) deviennent :
∂h
∂ hm
+α
=i
∂t
∂x
( 1.49 )
- 26 -
Pour une intégration plus aisée, transformons le système en
éliminant les dérivées partielles au profit de dérivées totales. La
méthode des caractéristiques permet d’obtenir le système
d’équations différentielles suivant :
dh
=i
dt
( 1.50 )
dx
= α m h m −1 = m u
dt
( 1.51 )
L’équation (1.51) est dénommée « équation caractéristique » et
définit une courbe dans le plan espace – temps. Elle explicite le
transport de l’information sur les épaisseurs de lame et laisse dès
lors apparaître une célérité exprimée comme un multiple de la
vitesse. L’équation (1.50) n’est définie que sur cette courbe
caractéristique et décrit l’évolution temporelle de la hauteur d’eau.
1.10.2.
Solution analytique générale
Habituellement, la pluie est définie par une succession de blocs
d’intensité constantes sur une certaine durée. Cette hypothèse
concernant le hyétographe est retenue ici et constitue la base de la
résolution analytique.
- 27 -
1.40E-05
1.20E-05
Intensité (m/s)
1.00E-05
8.00E-06
6.00E-06
4.00E-06
2.00E-06
0.00E+00
0
1800
3600
5400
7200
9000
Temps (s)
Fig. 1.4 Définition de la pluie par une succession d’intensités de pluie constantes sur
des durées quelconques.
Avec cette représentation de la pluie, le temps est découpé en n
intervalles de durées constante ou non. En désignant par ti l’instant
du début du bloc de pluie d’intensité ii, un hyétographe est
entièrement défini par un certain nombre de couple (ti ; ii).
ème
bloc de pluie, c’est-à-dire pour ti ≤ t ≤ ti+1, l’intensité de la
Pour le i
pluie ii est constante et l’intégration de l’équation (1.50) fournit :
h = i i t + Ai
( 1.52 )
avec Ai une série de constantes à déterminer. Ainsi, la variation de la
hauteur d’eau sur une courbe caractéristique est linéaire. En
substituant l’équation (1.52) dans l’équation (1.51), l’expression de la
courbe caractéristique devient :
x = α m (i i t + Ai )
∫
m −1
dt
( 1.53 )
qui possède la solution suivante :
- 28 -
x =α
(i i t + Ai )m
x = α m Ai
ii
m −1
+ Bi
t + Bi
pour i i ≠ 0
( 1.54 )
pour i i = 0
Bi est une deuxième série de constantes à déterminer.
A partir de l’hypothèse admise concernant la définition de la pluie,
les équations (1.52) et (1.54) décrivent analytiquement l’évolution de
la hauteur d’eau et la trajectoire de la courbe caractéristique dans le
plan x-t pour chaque pas de temps ti – ti+1. Pour l’ensemble de la
durée de la pluie, ces relations sont données par n segments, où
pour rappel, n est le nombre de blocs de pluie donnés pour définir le
hyétogramme.
Evidemment, reste encore à déterminer les valeurs des constantes
d’intégration Ai et Bi. A cet effet, la continuité de la courbe
caractéristique et de la hauteur d’eau fournissent les conditions
nécessaires à la résolution du problème.
Pour la détermination des Ai, la continuité de la hauteur d’eau entre
le bloc i et le bloc i +1, c’est-à-dire pour le temps ti, peut s’écrire à
l’aide de l’équation (10) par :
hi = i i −1 t i + Ai −1 = i i t i + Ai
( 1.55 )
A partir de l’équation (1.55), il est aisé d’établir l’expression sous
forme récursive des constantes Ai :
Ai = Ai −1 + t i (i i −1 − i i )
( 1.56 )
L’expression de la première constante A1 varie selon l’origine de la
caractéristique calculée. La figure 1.5 présente les 2 régions du plan
x-t, une influencée par la condition initiale et l’autre influencée par la
condition limite amont.
- 29 -
Condition limite amont
10800
9000
Temps (s)
7200
5400
Zone influencée par la condition limite amont
3600
Zone influencée par la condition initiale
1800
Condition initiale
0
0
250
500
750
1000
1250
1500
Distance depuis l’amont du plan (m)
Fig. 1.5 Plan espace – temps et localisation des zones influencées par la condition
initiale et la condition limite amont.
Généralement, la condition initiale est donnée sous la forme d’une
relation entre la position x0 sur le plan et la hauteur d’eau h0 à cet
endroit au début du calcul. La condition limite amont, quant à elle,
peut être donnée par un hydrogramme résultant d’un précédent
calcul et devant être routé sur le plan. En ce qui concerne les
calculs, il suffit de connaître la hauteur d’eau amont ha qui peut être
obtenue à partir du débit unitaire q par la relation :
q
ha =  
α 
1
m
( 1.57 )
Pour une courbe caractéristique provenant de la condition initiale, la
hauteur d’eau h = h0 au temps t = t1. A l’aide de l’équation (1.52), la
première constante d’intégration A1 s’écrit donc :
A1 = h0 − i1 t1
( 1.58 )
Dans le cas d’une caractéristique provenant de la condition limite
amont, la détermination de la première constante A1 suit une
- 30 -
démarche similaire. Définissons td comme le temps auquel débute la
caractéristique à l’amont du plan. A l’aide de la définition de la pluie,
ème
il est aisé de trouver le j
bloc de pluie qui contient l’instant td, à
savoir tj ≤ td ≤ tj+1. En rappelant que pour t = td, h = ha, l’équation
(1.52) permet d’écrire la première constante Aj définie pour cette
caractéristique :
A j = ha − i j t d
( 1.59 )
La détermination des constantes Bi dans l’équation (1.54) se déroule
de manière très semblables à ce qui précède. Pour des raisons de
simplicité d’écriture, posons :
X1,i =
(ii −1 ti + Ai −1)m
i i −1
m −1
X1,i = m Ai −1
X 2,i
ti
(i t + Ai )m
= i i
X 2,i = m Ai
ii
m −1
ti
i i −1 ≠ 0
i i −1 = 0
( 1.60 )
ii ≠ 0
ii = 0
Pour t = ti, la continuité de la courbe caractéristique (équation 1.54)
requiert que :
xi = α X1,i + Bi −1 = α X 2,i + Bi
( 1.61 )
Ainsi, et à nouveau sous forme récursive, les constantes
d’intégrations Bi s’obtiennent par :
Bi = Bi −1 + α (X1,i − X 2,i )
( 1.62 )
L’expression de la première constante B dépend également du type
de courbe caractéristique calculée. Pour celles émergeant de la
condition initiale, B1 s’obtient par :
- 31 -
(i1 t1 + A1)m
B1 = x0 − α
i1 ≠ 0
i1
B1 = x0 − α m
m −1
A1 t1
( 1.63 )
i1 = 0
Tandis que pour celles provenant de la condition limite amont, la
première constante définie est :
B j = −α
(i j td + A j )m
ij
B j = −α m A j
1.10.3.
m −1
m
= −α
ha
ij
ij ≠ 0
( 1.64 )
ij = 0
td
Calcul de l’hydrogramme aval
Le développement théorique présenté ci-dessus n’aboutit pas à
l’obtention d’une expression analytique de l’hydrogramme aval. Par
contre, avec cette approche, il est possible de calculer un nombre
quelconque de couples (tf ; Qf ) où Qf est le débit sortant à l’instant tf.
De cette manière, l’hydrogramme aval est donné par un ensemble
de points calculés analytiquement.
Avec ces définitions et pour un plan de longueur L0, l’équation (1.54)
donne :
L0 = α
(ik tf
L0 = α m Ak
+ Ak )
+ Bk
ik
m
m −1
t f + Bk
ik ≠ 0
( 1.65 )
ik = 0
L’indice k est celui du bloc de pluie durant lequel la courbe
caractéristique sort à l’aval du plan. Cet indice peut être déterminé
par l’inéquation :
xi +1 = α
(i i t i +1 + Ai )m
xi +1 = α m Ai
ii
m −1
+ Bi ≥ L0
ii ≠ 0
t i +1 + Bi ≥ L0
ii = 0
- 32 -
( 1.66 )
pour i = 1 à n. Dans cet ordre, la première fois que l’inéquation (1.66)
est satisfaite, alors k = i.
Dès que l’indice k est déterminé, le temps de sortie tf de la
caractéristique à l’aval du plan se calcule par :
1
 (

m
 i k L0 − Bk ) − Ak 


α



L0 − Bk
1
tf =
ik
ik ≠ 0
tf =
ik = 0
( 1.67 )
α m Ak m −1
La hauteur d’eau hf à l’aval et au temps t = tf est donnée par
l’équation (1.52) :
hf = i k tf + Ak
( 1.68 )
et le débit unitaire qf est calculé à l’aide de l’équation (1.45) :
qf = α hf
1.10.4.
m
( 1.69 )
Procédure de résolution et exemple
Il semble judicieux de développer quelque peu l’aspect pratique de la
mise en œuvre de la théorie présentée ci-dessus. A cet effet, un
exemple d’application est présenté et servira de fil conducteur à la
poursuite des réflexions concernant l’hypothèse cinématique.
Le principe de résolution consiste à calculer une courbe
caractéristique afin d’obtenir un couple temps – débit à l’aval du
plan. Pour obtenir une bonne résolution temporelle de
l’hydrogramme, il est évidemment nécessaire de répéter ce
processus autant de fois que nécessaire.
Pour chaque caractéristique considérée, il s’agit en premier lieu de
calculer les constantes d’intégration Ai et Bi pour entièrement définir
la trajectoire de la caractéristique et l’évolution de la hauteur d’eau.
Puis, l’équation (1.66) fournit l’indice k du bloc de pluie durant lequel
- 33 -
la caractéristique calculée sort à l’aval du plan. L’instant précis de la
sortie est donné par l’équation (1.67) et le débit correspondant par
l’équation (1.69). Ainsi, un point de l’hydrogramme aval est
analytiquement calculé.
Comme cela est souvent le cas, il est plus aisé de calculer des
caractéristiques espacées d’un dx constant pour celles provenant de
la condition initiale, et d’un dt constant pour celles provenant de la
condition limite amont. Il faut cependant préciser que malgré cette
apparente régularité, la non-linéarité des équations cinématiques
entraîne un pas de temps variable pour l’hydrogramme aval.
La figure 1.6 présente le résultat de cette procédure pour un plan de
600 m de longueur et de 1000 m de largeur, de 20% de pente et de
1/3
coefficient de Strickler K = 5 m /s. Ce plan est arrosé par la pluie
nette également montrée sur la figure 1.5. Dans ces conditions, le
calcul de la caractéristique « frontière » entre le domaine influencé
par la condition initiale et celui dépendant de la condition limite
amont fournit le temps de concentration tc de ce plan pour la pluie
considérée, à savoir dans ce cas, tc = 8'918 s. La figure 1.6 présente
de manière graphique ce point particulier.
0.00E+00
0.7
Hydrogramme
3
Débit (m /s)
0.5
1.00E-06
Hyétogramme
2.00E-06
0.4
0.3
3.00E-06
Intensité (m/s)
0.6
0.2
4.00E-06
0.1
5.00E-06
0
0
7200
14400
21600
28800
36000
43200
Temps (s)
Figure 1.6 : Exemple d’hydrogramme calculé analytiquement. Cent caractéristiques
ont été intégrées à partir de la condition initiale, de même que à partir de la condition
limite amont. La caractéristique frontière entre ces deux domaines est marquée par un
- 34 -
symbole de plus grande dimension et fournit le temps de concentration du plan pour
cette pluie particulière.
Dans ce premier exemple, aucune condition initiale ni hydrogramme
amont n’ont été introduits. Si une condition initiale différente de h = 0
au début du calcul se présente relativement rarement dans des cas
concrets, il n’en est pas de même en ce qui concerne l’hydrogramme
amont. En effet, il est possible de modéliser un bassin versant par
une cascade de plans présentant chacun des conditions
géométriques différentes. Un hydrogramme calculé sur un plan situé
à l’amont devient alors la condition limite du plan aval.
Pour mesurer l’influence d’un hydrogramme amont non nul,
l’hydrogramme de la figure 1.6 est injecté à l’amont d’un deuxième
plan, toujours de 600 m de longueur, 1000 m de largeur et de
1/3
coefficient de Strikler K = 5 m /s, mais avec cette fois une pente
plus douce de 2%. La figure 1.7 présente la crue simulée à l’aval de
ce deuxième plan.
L’aspect de cette crue est plus que surprenant. Pendant une certaine
durée, 3 débits différents se produisent simultanément à l’aval du
plan. En d’autres termes, 3 hauteurs d’eau se produisent au même
endroit et au même instant. Ce déferlement, bien qu’il soit la solution
analytique au modèle mathématique de l’onde cinématique, ne
trouve aucune justification dans la réalité hydrologique. Il se produit
déjà lors de la succession de deux plan de pente différente. Il
semble évident qu’en topographie réelle, ce problème se posera en
de nombreux endroits du bassin versant.
- 35 -
0.00E+00
Hydrogramme 1
Hydrogramme 2
Hyétogramme
Débit (m3/s)
1
0.8
1.00E-06
2.00E-06
0.6
3.00E-06
0.4
Intensité (m/s)
1.2
4.00E-06
0.2
0
5.00E-06
0
7200
14400
21600
28800
36000
Temps (s)
Figure 1.7 : Hydrogramme calculé analytiquement à l’aval du deuxième plan. La
condition limite amont de ce calcul est l’hydrogramme 1 présenté à la figure 1.6. De
toute évidence, un comportement bien original est visible dans ce cas. Trois débits, et
donc également trois hauteurs d’eau apparaissent simultanément à l’aval du plan
pendant une certaine durée.
1.11. Applicabilité des modèles simplifiés aux
topographies réelles
Dans la solution analytique de la succession de pentes du chapitre
précédent, l’apparition de solutions multiples pose quelques
questions théoriques fondamentales.
L’aspect déferlant des solutions cache mal les difficultés
d’interprétation physique par rapport à la relation biunivoque qui lie
hauteur et débit. Outre la difficulté d’envisager la présence en un
point de plusieurs hauteurs et débits simultanés, la différence entre
la pente locale des hauteurs d’eau et la pente de fond suggère que
les hypothèses d’applicabilité de la théorie cinématique sont loin
d’être encore vérifiées.
- 36 -
S’il est démontré que ce type de problème ne peut survenir sur un
plan unique (ce qui met à l’abri les premières théories de
décomposition de bassin versant en une série de plans allant
directement de la ligne de crête au réseau drainant), une première
analyse semble le lier à l’application sans discernement des théories
simplifiées aux topographies réelles, avec leur succession
quelconque de pentes, de précipitations et de régimes d’écoulement
au gré des terrains rencontrés.
Un retour à la théorie s’impose pour lever cette apparente aberration
et poser les jalons d’une approche adaptée.
La théorie des caractéristiques explicite le transport d’informations le
long de courbes du plan espace-temps. Lorsque ces caractéristiques
entrent en collision, deux indications a priori contradictoires sur la
hauteur (ou le débit) sont fournies au même point de cet espace : un
choc apparaît dans l’écoulement. Puisque la célérité est une fonction
croissante de la hauteur d’eau, les grandes profondeurs vont se
propager plus rapidement que les hauteurs d'eau plus faibles. Ainsi,
un hydrogramme de crue complet devrait se déplacer avec un front
d'onde toujours plus accentué, finalement source de discontinuités.
Il est légitime de penser qu'une onde de choc qui se forme en une
région de la solution annonce une perte simultanée des capacités du
modèle mathématique à représenter la physique du problème.
Cette réflexion détermine la chronologie des développements
suivants.
ƒ La formulation mathématique d’une solution unique se
substituant aux solutions multiples sera recherchée, par
l'introduction de discontinuités
ƒ Les conditions d'apparition de solutions multiples en un point
seront étudiées, en recherchant dans les descriptions plus
élaborées dans quelle mesure ces singularités peuvent être
résolues.
- 37 -
ƒ La valeur de la solution sera alors appréciée à la lumière des
raisonnements physique précédents.
Cette dualité entre la physique du problème et son approximation
mathématique pour le traitement des singularités constitue un
préalable indispensable à la mise en place d'un schéma numérique
adapté.
1.11.1.
Introduction de discontinuités vérifiant l'équation
de continuité
La non-linéarité des formulations simplifiées introduit certains
caractères essentiels des ondes hyperboliques avec apparition
d'ondes de choc.
L'étude de ce type d'équation a retenu beaucoup d'attention dans la
cinématique des gaz. Elle fait l'objet, dans le cadre de l'hydrologie de
surface, d'investigations bien plus confidentielles.
Si une nouvelle discussion s’impose sur les hypothèses
simplificatrices qui ont conduit aux modèles simplifiés, un
élargissement du champ des solutions peut s’envisager de deux
manières :
ƒ En considérant la forme intégrale des équations qui ne requiert
pas de conditions notamment sur dérivabilité de la fonction
hauteur. En effet, la forme différentielle considérée jusqu’ici
restreint implicitement le champ de solutions qui ne peuvent être
que continûment dérivables.
ƒ En analysant la dégénérescence de l’équation dynamique, par
comparaison aux modèles plus complets.
Examinons d’abord dans quelle condition dégénère l’équation de
continuité pour une solution discontinue, en revenant un instant à la
formulation originelle.
- 38 -
L'espace concerné par le bilan volumique est limité en
unidimensionnel par deux points d'abscisses respectives xA(t), xB(t).
Entre ces deux points qui enserrent à tout instant les mêmes
particules existe une discontinuité de la surface libre, située à
l'abscisse s(t), comme expliqué à la figure 1.8.
Après intégration sur la hauteur, l'expression intégrale (1.1) prend la
forme suivante :
d
dt
s( t )
∫ h( x ,t ) dx +
xA ( t )
d
dt
xB ( t )
s( t )
xB ( t )
s( t )
xA ( t )
s( t )
∫ h( x ,t ) dx +
∫ ( i − r ) cos θ dx +
∫ ( i − r ) cos θ dx = 0
( 1.70 )
Par la formule de Leibnitz, il vient :
q A − qB = h(s − , t )
ds
ds d
− h(s + , t )
+
dt
dt dt
s
xB
xA
s
s
∫
xA
∂h
dx +
∂t
xB
∫
s
∂h
dx +
∂t
( 1.71 )
∫ (i − r ) cosθ dx + ∫ (i − r ) cosθ dx
où q désigne le débit par unité de largeur, h(s-, t) et h(s+, t)
désignent des profondeurs mesurées respectivement à gauche et à
droite de la transition.
Comme le suggère cette représentation, h et q, tout comme leurs
dérivées, sont des fonctions continues sur l'intervalle [xA, s[U]s, xB].
Elles sont également bornées sur l'espace fermé correspondant.
- 39 -
hauteur
d’eau
(m)
U
h2
q’
h1
s- s+
s(t)
xa(t)
xb (t)
abscisse (m)
Figure 1.8 : Conventions d'écriture relatives à un choc en mouvement.
Pour établir la relation qui lie des variables situées de part et d'autre
du saut, chaque extrémité de l'espace de contrôle tend vers
l'abscisse s(t) en l'emprisonnant dans un espace élémentaire. Dans
ces conditions, tenant compte de fonctions bornées, chaque
intégrale tend vers 0 et il subsiste alors :
[
q(s + , t ) − q(s − , t ) = h(s − , t ) − h(s + , t )
]ds
dt
( 1.72 )
l’indice 1 désignant la zone en avant du choc, l'indice 2 celle derrière
le choc. Pour une vitesse de déplacement du choc,
ds
, désignée
dt
par U, il vient :
q1 − Uh1 = q2 − Uh2 = q ’
( 1.73 )
où q' représente le débit que mesure un observateur qui se déplace
avec la discontinuité.
La discontinuité qui satisfait (1.73) fait donc partie des solutions
acceptables et peut avantageusement se substituer aux solutions
triples susceptibles d'apparaître dans l'approche continue.
- 40 -
Examinons à présent la seconde équation du modèle. Certaines
hypothèses émises lors de son élaboration sont en contradiction
avec les résultats obtenus. En l'occurrence, l'apparition de pentes de
surface infinies contraste, du moins localement, avec l'hypothèse
d'une pente de surface assimilée à une pente de fond. La liaison
entre hauteur et vitesse cesse ponctuellement d'être une description
valable du processus physique. La pente de surface, par exemple,
semble créer des effets qu'il convient de considérer aux abords des
déferlements analytiques. Examinons jusqu'à quel point les termes
supplémentaires jadis éliminés résolvent les singularités.
1.11.2.
Première analyse par l'hypothèse de l'onde
diffusive
Quel est l’impact de l'assimilation de la pente de surface à la pente
de fond ? Afin d’examiner ce qu'apporte le gradient de hauteur
ajouté à la pente de fond pour la description d’une transition,
rappelons la forme dimensionnelle de l’hypothèse diffusive qui lie u
et h :
ub =
hd
∂h
(sinθ − cosθ
)
a
∂x
( 1.74 )
Son introduction dans l'équation de continuité donne:
∂ h b+d
+
∂t
b
b+d
−h b
∂
∂x
1
d
1
∂ h b b ∂ h
) h
=
 (sinθ − cos θ
∂x 
∂x
a
1
b
( 1.75 )
1
∂h
) + (i − r ) cos θ
 (sinθ − cos θ
∂x 
a
Une première analyse directe résulte de l'approximation habituelle
de l'expression des pentes de surface . L’équation (1.75) prend alors
la forme habituelle suivante :
- 41 -
∂h
∂h
∂2h
+ c(h, x )
= µ (h, x )
+ (i − r ) cosθ
∂t
∂x
∂ x2
( 1.76 )
avec:
1
c(h, x ) =
b + d hd
(
sinθ ) b
b
a
µ (h, x ) =
1 1 b
( ) h
b a
1
b +d
b
( 1.77 )
cosθ sinθ
1− b
b
( 1.78 )
Comme toute équation de convection-diffusion, elle combine des
tendances à raidir les profils par une convection non linéaire c(h, x),
ainsi qu’un adoucissement de la forme du signal propre à la diffusion
µ(h, x).
Reprenons l'expression générale (1.75) pour nous intéresser à
l'évolution de la solution du problème décrit à la figure 1.8.
Fidèle à l'état d'esprit qui prévaut dans ce paragraphe, nous
supposerons nulle toute contribution extérieure au système [(r-i) = 0].
Cette limitation ne change rien formellement à (1.73) sinon que U
prend une valeur constante caractéristique de la transition
considérée.
Soulignons encore qu'en accord avec les approches classiques de
détermination des bassins versants, nous écartons toute possibilité
de contrepente sur la trajectoire des gouttes de pluie.
Dans le cadre de cette approche plus précise, nous cherchons
l'expression de la vitesse constante U' de déplacement d'une
transition qui lie deux états stationnaires situés à ± ∞ (Ils sont
référencés par les indices 1 et 2). Nous vérifions l'existence d'une
solution dans l'hypothèse où le profil des hauteurs tend vers ces
deux états avec une pente tendant vers 0.
La structure de la solution recherchée
h = h (x")
avec
x" = x - U' t
- 42 -
( 1.79 )
est introduite dans l'équation (1.75) qui donne après intégration :
1
∂h 
− U ′h +   sin θ − cos θ

∂x 
α 
1
β
h
β +γ
β
= −e
( 1.80 )
Pour rencontrer les conditions aux limites, la vitesse de déplacement
du choc U' et la constante d'intégration e doivent satisfaire aux
relations suivantes :
q1 − U ′h1 + e = q2 − U ′h2 + e = 0
( 1.81 )
ce qui donne en particulier
U′ =
q2 − q1
h2 − h1
( 1.82 )
Cette condition est précisément analogue à celle écrite en (1.73), ce
qui nous dispense désormais de différencier U' et U.
Dans les deux dernières relations, q1 et q2 font bien référence à leur
définition initiale, soit l'hypothèse cinématique qui lie u et h,
influence de la pente de surface non comprise.
L'expression (1.80) écrite sous la forme suivante :
∂h
α
β
=
h − (β +γ )(q ′ + Uh ) + tan θ
∂x cos θ
( 1.83 )
suggère cependant un fait nouveau non négligeable : pour une
topographie assez régulière, cette pente conserve généralement une
valeur finie de signe constant qui permet à la solution de rallier les
deux états limites par une transition continue et graduelle.
Il est plus aisé de compléter l'analyse de ce résultat en reprenant
l'application avec l'équation approchée (1.76).
Par commodité, nous considérons arbitrairement µ, au terme des
discussions sur l'ordre de grandeur de la contribution diffusive,
comme une constante positive dont la valeur s'adapte à une hauteur
caractéristique de l'écoulement et à la dimension du maillage.
- 43 -
Si nous reprenons un raisonnement similaire à celui mené avec
l'équation complète, en restreignant l'exemple à une pente
constante, nous obtenons après intégration la forme simplifiée
correspondant à (1.80) qui s'écrit :
 sinθ 
− U ′′h + 

 α 
1
β
h
β +γ
β
−µ
∂h
= −e′
∂x
( 1.84 )
L'imposition des conditions aux limites sur les pentes de surface
rend évidemment les conditions (1.81) qui donnent à U" et e' des
valeurs similaires à l'intégration précédente (U' et e). Pour procéder
à une intégration simple de (1.84), nous particularisons le coefficient
de la loi hauteur-vitesse à m =
γ
= 1 pour nous intéresser à un état
β
intermédiaire entre l'écoulement laminaire de Darcy-Weisbach et la
turbulence pleinement développée de Chézy.
Nous obtenons alors pour expression du gradient de hauteur, un
polygone du second degré en termes de la hauteur. Puisque les
conditions aux limites lui imposent deux zéros en h = h1 et h = h2,
l'expression (1.84) prend la forme suivante :
∂h 1
=
∂x µ
1
1


β
β
 sin θ  h 2 − Uh + q′ = 1  sin θ  (h − h1 )(h − h2 )
 α 
 µ α 


( 1.85 )
dont l'intégration donne :
µ  α 
x=


h2 − h1  sin θ 
1
β
 h − h2 

ln

 h − h1 
( 1.86 )
Ce résultat apporte une preuve tangible de l'importance de la
contribution diffusive.
∂h
entre
∂x
des racines h1, h2 qui sont rejetées à ± ∞. La solution monotone
Etant donné la forme de (1.85), on est assuré du signe de
- 44 -
entre les deux états présente une transition dont la raideur dépend
du coefficient µ. Pour le montrer, il nous faut définir une mesure de
l'épaisseur de la transition ¨x. Nous la poserons de façon abrupte
comme l'espace qui assure 90 % par exemple de la transition totale
(h2 – h1).
En évaluant la distance qui sépare les abscisses correspondant
respectivement à (h1 + 0,05 (h2 – h1)) et (h1 + 0,95 (h2 – h1)), on
obtient finalement :
µ  α 
1=


h2 − h1  sin θ 
1
β
 0.05 
ln

 0.95 
2
( 1.87 )
Quel que soit le pourcentage choisi, cette mesure s'avère
proportionnelle au coefficient qui précède le logarithme. Comme le
montre la figure 1.9, le profil se raidit lorsque µ diminue pour
s'apparenter à un saut brusque lorsque µ devient très petit.
0.012
Hauteur
d’eau
(m)
µ = 1.Ε−3
µ = 5.Ε−4
0.008
µ = 25.Ε−5
µ = 1.Ε−4
0.006
µ = 1.Ε−5
0.004
0.002
0
-5
-3
-1
1
Figure 1.9 : Evolution d'une transition pour différentes valeurs de µ.
- 45 -
3
Abscisse (m)
5
h1 = 10 − 3 m,
h2 = 10 − 2 m,
β
α 

−
 = 10
sin
θ

Deux tendances extrêmement importantes se dégagent des
développements :
ƒ Si petite que soit la contribution diffusive, sa seule présence
assure une transition continue en lieu et place des chocs d'une
théorie plus "grossière".
ƒ Lorsque le coefficient de diffusion devient très petit, la frange des
abscisses dans laquelle se produit la transition devient si étroite
qu'un saut brusque constitue une approximation valable de la
solution.
Il s'agit là d'une indication très encourageante pour le modèle
d'écoulement très particulier que nous développons. A l'échelle
spatiale des phénomènes que nous souhaitons modéliser, la théorie
cinématique garderait tout son sens à condition d'introduire la
possibilité de sauts dans la solution qui approximeraient les profils
continus d'une théorie plus précise.
A ce stade, on ne peut encore parler que d'espoir puisqu'il faut, en
toute rigueur, revenir aux équations complètes d'Euler pour se forger
une opinion définitive.
Cette étape paraît d'autant plus nécessaire lorsqu'on songe que des
sauts font partie intégrante des solutions de la théorie classique
basée sur les équations complètes. Or, notre approche consacrée
de la théorie diffusive semble éliminer les discontinuités.
Voyons ce qu'il en est exactement.
- 46 -
1.11.3.
Seconde approche de la transition par les
équations complètes d'Euler
La comparaison des modèles mathématiques sera dans le cadre de
la recherche d'une solution liant deux états uniformes rejetés à ± ∞ .
La transition étudiée se produit sur une topographie à pente
constante, et sans apport extérieur au système. Les équations
utilisées sont celles du système complet (1.29 et 1.30), pour la mise
en évidence de la non-linéarité qui est précisément à la base des
effets étudiés dans le cas de l'onde cinématique. Parallèlement aux
développements antérieurs, la solution prendra la forme suivante :
u = u( x − U t ) = u( x * )
h = h( x − U t ) = h( x * )
( 1.88 )
Dans ces conditions, le système complet s'écrit :
∂
[(u − U )h] = 0
∂x *
(u − U )
( 1.89 )
ub
∂u
∂h
+ g cos θ
= g sinθ − ga d
*
*
h
∂x
∂x
( 1.90 )
L'intégration de l'équation de continuité est immédiate et permet
d'exprimer l'équation dynamique en fonction de la seule hauteur :
u =U −
e
h
∂h
=−
∂ x*
( 1.91 )
e b


 (U − h )

g a
− sinθ  h 3
d
h




gh 3 cosθ − e 3
( 1.92 )
L'imposition des conditions aux limites permet de déterminer les
paramètres inconnus e et U' :
- 47 -
d
 d
1
 u 2 − u1 
h2 b − h1 b
sinθ b

e = h1h2 
) h1h2
 =(
 h2 − h1
a
 h2 − h1 





( 1.93 )
b+d
b +d
1
 u 2 h2 − u1h1 
sinθ b  h2 b − h1 b
U=
)
=(

a
h2 − h1
 h2 − h1 





( 1.94 )
Cette expression de U s’identifie à la condition à vérifier pour une
discontinuité (1.73). Néanmoins, comme pour l'onde diffusive,
certaines caractéristiques sur le profil qui lie les deux états à ±
∞ peuvent être dégagées du système complet.
Le signe du gradient de hauteur donné en (1.92), ainsi que ses
possibles évolutions en fonction de x*, déterminent la structure de la
transition. Pour assurer une transition monotone et continue,
∂h
doit conserver une valeur négative puisque, comme nous
∂x *
l'avons vu dans la naissance de solutions multiples, la tendance aux
chocs s'accompagne d'une augmentation de hauteur lorsque la
célérité est une fonction croissante de la hauteur.
Figure 1.10 : Structure d'une transition sans ou avec discontinuité.
- 48 -
La figure 1.10 illustre cet aspect fondamental, avec un profil
discontinu consécutif à un changement de signe du gradient de
hauteur.
Montrons d'abord que le numérateur (NUM) de (1.92) conserve un
signe positif constant entre les états uniformes pour quelques
couples remarquables de valeurs (β, γ). L’imposition comme
conditions limites de gradients nuls à ± ∞ assure à h1 et h2 d'être
racines de ce polynôme.
•
hypothèse laminaire (β =1, γ =2)
NUM = g[a(Uh−e)−h3sinθ ]= g(h2 −h)(h−h1)(h−h3)sinθ
( 1.95 )
La troisième racine, h3, s'obtient en identifiant les termes
indépendants de chaque membre :
h3 = −
ae
h1h2 sinθ
( 1.96 )
Cette valeur négative de h3 est nécessairement hors du
domaine [h1, h2] et ne fera dès lors jamais partie des
solutions à considérer, ce qui assure la positivité du
numérateur pour le profil recherché.
•
Hypothèse turbulente de Chézy (β =2, γ =1)
[
]
NUM = g a(Uh − e )2 − h 3 sinθ = g (h2 − h )(h − h1 )(h − h3 ) sinθ ( 1.97 )
Par un raisonnement analogue à celui qui précède, il vient
pour h3 :
h3 =
ae 2
=
h1h2 sinθ
h1h2
1
(h1 2
1
+ h2 2 )2
( 1.98 )
Les conclusions précédentes sur h3 restent d'actualité.
- 49 -
•
Hypothèse intermédiaire pour l'onde diffusive (β =1, γ =1)
NUM =h[ga(Uh−e)−h2sinθ ]= gh(h2 −h)(h−h1)sinθ
( 1.99 )
Les conclusions sont naturellement reconduites.
Il ressort de ces quelques lois que le seul signe du dénominateur
(DEN) de (1.92) sera déterminant dans la discussion :
DEN = gh3cosθ −e2 = gh2[ghcosθ −(u −u)2 ]
( 1.100 )
La continuité de la solution est assurée en maintenant le
dénominateur positif :
u − gh cosθ E U E u + gh cosθ
( 1.101 )
La première condition est toujours remplie par (1.91).
Voyons comment évolue la seconde condition lorsqu'on progresse
de deux états très voisins vers des transitions de plus en plus
importantes.
Lorsque h2 est dans le voisinage, de h1, on obtient U par (1.94) en
remplaçant h2 par h2 (1 + ε ) avec ε <<< :
1
d
b+d
 sinθ  b b + d
U=
(
) h1 b = (
) u1

a
b
b


( 1.102 )
La célérité de la théorie approchée cinématique apparaît donc
comme la vitesse de propagation d'une faible transition : Dans
l'hypothèse où les conditions de stabilité sont vérifiées, il vient :
U = (1 +
d
)u1 = c1 E u1 + gh1 cosθ
b
( 1.103 )
Lorsque l'onde gagne en amplitude, U grandit et n'assure un profil
continu qu'aussi longtemps que :
- 50 -
c1 E U E u1 + gh1 cosθ
( 1.104 )
Au delà, c'est-à-dire quand U prend ses valeurs dans le domaine
]u +
1
[
gh1cosθ ,u2 + gh2cosθ ,
il
existe
nécessairement
un
changement de signe du dénominateur qui provoque un profil
discontinu similaire à celui de la figure 1.10. Dans ce cas, il faut
repartir, comme illustré pour la continuité seule, des équations
complètes sous leur forme intégrale afin de dégager les conditions
complètes des chocs, bien connus des hydrauliciens, celles du
ressaut.
La condition (1.104), physiquement, exprime que pour se résoudre
en une transition continue, le choc peut progresser plus rapidement
que les ondes issues des dérivées d'ordre inférieur. Il ne peut
cependant se mouvoir plus rapidement que celles générées par les
dérivées d'ordre supérieur directement à son aval. En termes de
hauteur, elle s'écrit :
1
 sinθ  b
 a 


d
d
h2 b − h1 b
E1
gh1 cosθ h2 − h1
h2
( 1.105 )
Ainsi, la théorie complète produit une solution continue tant que
l'amplitude du choc se maintient dans les intervalles qui permettent à
(1.104) d'être vérifiés. Au delà, subsiste une discontinuité dans la
solution qui requiert un retour aux formulations intégrales originelles.
1.11.4.
Conclusion
L'apparition de chocs semble inéluctable dans l'écoulement pour des
topographies ou dans des conditions quelconques. L'étude de ces
singularités ainsi que leur progressive résolution au travers des
théories diversement simplifiées, inspirent deux remarques
essentielles sur la théorie cinématique :
ƒ L'utilisation d'une relation explicite vitesse - hauteur crée
inéluctablement un appauvrissement, tant dans la gamme des
- 51 -
phénomènes aptes à être reproduits que dans la description
même qu'elle donne de ces phénomènes. Dans ce contexte, le
choc éventuel apparaît comme un signal, une incitation à
reconsidérer les hypothèses qui ont présidé à l'élaboration de la
théorie. Il fixe également une limite qui ne peut être surmontée
qu'avec un nouvel examen simultané de la théorie et de la
physique du problème.
ƒ Les difficultés naissent précisément de la richesse de
représentation, caractéristique des modèles non-linéaires, que
conservent les théories simplifiées appliquée à l'hydrologie. Elles
propagent et déforment les signaux de manière complexe pour
aboutir, en certaines circonstances, à des singularités que ne
résolvent pas systématiquement des théories plus affûtées.
L’analyse révèle que, théoriquement parlant, la formulation
différentielle élimine un type potentiel de solutions qui peuvent
satisfaire l'expression originelle : des solutions discontinues.
L'extension du champ des solutions ne signifie pas pour autant que
la discontinuité est une approximation licite face aux difficultés
rencontrées.
L'examen successif des approximations opérées dans la théorie est
assez rassurant, considéré à nouveau dans le contexte d'un modèle
global à grande échelle. La théorie cinématique ne peut se satisfaire
que de chocs, la théorie diffusive les résout en une transition
continue, la théorie complète tempère cette apparition de chocs en
parvenant, dans certaines limites, à maintenir la solution continue.
Mais en dehors de chocs prématurés dus aux simplifications,
certaines discontinuités subsistent, qui font partie intégrale du
"paysage classique" de l'hydraulique de surface. Dans tous les cas,
ces transitions sont assurées sur un espace si réduit à l’échelle
envisagée qu'une discontinuité brusque peut constituer une
approximation très raisonnable.
- 52 -
Ainsi, les théories simplifiées s'affirment comme une alternative
crédible pour un modèle hydrologique sur topographie quelconque
considérée à grande échelle, à condition toutefois d’intégrer tout le
champ potentiel des solutions dans la définition mathématique du
problème. Il compose, avec la recherche d'un traitement numérique
approprié, la matière du chapitre 4.
- 53 -
- 54 -
2. Approche expérimentale du
ruissellement hydrologique
2.1. Constat de la situation actuelle
La littérature hydraulique a été très féconde dans le domaine du
calcul des pertes de charge de l’écoulement et il paraît judicieux de
s’arrêter quelques instants pour faire le point sur la situation actuelle.
La question est de savoir de quoi nous disposons réellement pour un
calcul fiable des pertes de charge du ruissellement de surface.
Par définition à la frontière entre un écoulement en milieux poreux et
un écoulement à surface libre, ce phénomène rassemble et mélange
des comportements traités habituellement de manière distincte. Il se
comporte certainement comme un écoulement en milieu poreux
lorsque les hauteurs d’eau sont très faibles et l’état de la surface très
chaotique. Il est tantôt laminaire, tantôt turbulent, avec une transition
entre ces régimes plutôt obscure. Et lorsque la hauteur d’eau
augmente, il ne fait aucun doute qu’il tend vers le comportement
décrit par les relations empiriques du domaine turbulent rugueux, par
la théorie concernant les écoulements sur macro-rugosité et par la
formulation générale de Colebrook.
2.1.1.
Ecoulement laminaire
L’écoulement laminaire sur plan semble présenter une situation
complètement résolue puisque la solution analytique existe.
Sous une forme générale, la vitesse de l’écoulement s’écrit :
u=
8gJ 0 h 2
κν
( 2.1 )
- 55 -
où ν est la viscosité cinématique du fluide. Le coefficient κ apparaît
dans l’expression du coefficient de frottement f :
f =
κ
R
( 2.2 )
Le nombre de Reynolds, R, se définit dans cette approche par la
relation :
R=
uRh
ν
( 2.3 )
La relation de Hagen-Poisseuille conduit alors à l’obtention de la
valeur théorique κ = 24.
Certains essais ont cependant montré un comportement fort
différent, le coefficient κ pouvant atteindre des valeurs supérieures à
50’000 au lieu du 24 de la solution théorique.
Ce paradoxe est en partie expliqué par la théorie générale des
écoulements laminaires (Dubois 1998). Dans une même section, le
coefficient κ varie en fonction de la hauteur d’eau comme le montre
la figure 1 pour un profil rectangulaire.
- 56 -
1000000
100000
10000
κ
1000
100
10
1
0.01
0.1
1
h /b
10
100
1000
Figure 2.1 : Relation entre le coefficient κ et le rapport h/b pour
un écoulement laminaire en profil rectangulaire, b étant la demilargeur du profil
Si le modèle géométrique simple du plan parfait et de la lame d’eau
de hauteur constante est adopté, comme cela est quasiment
toujours le cas, alors la théorie est très claire et l’augmentation de
plusieurs ordres de grandeurs du coefficient κ ne saurait jamais se
justifier.
Il est toutefois évident que la surface d’un sol naturel ne présente
pas l’aspect d’un miroir. Seule une modélisation de la surface tenant
compte de la présence des aspérités semble être en mesure de
reproduire correctement le milieu géométrique dans lequel se
développe le ruissellement. Dès lors, le double effet de la variation
théorique du coefficient κ en fonction de la hauteur d’eau et la
différence entre la vitesse moyenne de type Darcy et la vitesse
locale peuvent expliquer, en partie du moins, la forte augmentation
observée du coefficient κ.
Supposons, par exemple, que pour une faible hauteur d’eau h, 80 %
de la section soit occupé par les éléments de rugosité. Ne reste alors
que 20 % pour l’écoulement réel. Définissons d’une manière
classique la vitesse moyenne u par
- 57 -
u=
Q
A
( 2.4 )
avec la surface A = Bh où B est la largeur du plan. Définissons la
vitesse locale ul par
ul =
Q
ηA
( 2.5 )
où η est le rapport entre la surface totale A et la surface libre pour
l’écoulement, à savoir η = 0.2 dans notre exemple. En se référant au
début de ce chapitre, cette vitesse locale peut être calculée par :
ul =
8gJ 0 2
h
κν
( 2.6 )
Supposons encore que les petits canaux dans lesquels circule l’eau
soient de section rectangulaire et que leur largeur vaut environ la
moitié de la hauteur d’eau. Dans ce cas, à l’aide de la figure 2.1, il
peut être démontré que κ ≅ 96. Définissons encore la vitesse
laminaire théorique ut par
ut =
8gJ 0 2
h
24ν
( 2.7 )
Il ressort de la comparaison entre l’équations (2.6) avec κ = 96 et
l’équation (2.7) que
ul =
1
ut
4
( 2.8 )
De même, en comparant (2.4) et (2.5) :
u = η ul
( 2.9 )
et que finalement :
V =
η
Vt
4
( 2.10 )
- 58 -
à savoir, dans notre exemple numérique, une vitesse moyenne de
type Darcy 20 fois plus petite que la vitesse théorique.
Si le calcul s’effectue selon l’approche traditionnelle de l’écoulement
sur plan, l’équation (2.6) est applicable et le coefficient κ vaut alors,
dans notre exemple numérique,
κ =
4 ⋅ 24
= 480
η
( 2.11 )
Ainsi, le simple fait de ne pas tenir compte d’une géométrie de
surface différente de celle du plan parfait explique déjà
l’augmentation du coefficient κ qui, dans notre exemple, passe de 24
à 480.
Il faut encore relever que cette valeur de 480, obtenue à partir
d’hypothèses tout à fait réalistes, correspond presque à la valeur
maximale recommandée par la littérature pour un sol grossier et
érodé.
2.1.2.
Ecoulement turbulent
Dans le domaine des constructions hydrauliques, le débat entre
partisans des formules empiriques comme celle de Strickler, et des
formules dites modernes comme celle de Colebrook n’est toujours
pas clos. Les premiers prônent la simplicité de calcul d’une relation
explicite et une précision du résultat suffisante pour les cas
pratiques. Les seconds argumentent en faveur des acquis
scientifiques basés sur une théorie robuste. Il est vrai qu’aujourd’hui
l’argument de la simplicité du calcul ne résiste plus à la critique. Mais
qu’en est-il de la précision des résultats ?
Afin de répondre à cette question, comparons analytiquement les 2
types de formulation dans le cas d’une canalisation de diamètre D.
Selon la théorie « moderne », le calcul des pertes de charge en
régime turbulent peut s’effectuer à l’aide des relations de DarcyWeisbach et de Colebrook-White :
- 59 -
Jf =
u2 f
⋅
2g D
( 2.12 )
 k
2.51 
= −2 log s +

f
 3.7D R f 
1
( 2.13 )
où ks est la rugosité équivalente de sable des parois
Pour des valeurs élevées du nombre de Reynolds, l’influence de ce
dernier sur la perte de charge devient négligeable. L’écoulement est
défini comme turbulent rugueux et (2.13) se réduit à la formule de
Nikuradse :
 ks 
= −2 log

f
 3. 7 ⋅ D 
1
( 2.14 )
soit :

 k s 
f = − 2 log

 3. 7 ⋅ D  

−2
( 2.15 )
La combinaison des équations de Darcy-Weisbach (2.12) et de
Nikuradse pour un écoulement turbulent rugueux (2.14) permet
d’écrire :
u=
2gJ f
f
D

 k s 
= 2gJ f ⋅ − 2 log
 ⋅ D
 3.7 ⋅ D 

( 2.16 )
Selon l’approche empirique, les formules, appliquées à la géométrie
d’une conduite de section circulaire, s’écrivent d’une manière
générale :
V = α ⋅ Jf
12
⋅ Dχ
( 2.17 )
Dans cette équation, le coefficient α ne dépend que de la rugosité
des parois et reste constant pour tous les diamètres. Si tel n’était pas
le cas, cette formulation perdrait tout son intérêt.
- 60 -
L’égalité des vitesses d’écoulement calculées par les formules
empiriques (2.17) et selon Colebrook (2.14) permet d’écrire :

 k

α ⋅ J f 1 2 ⋅ D χ = 2gJ f ⋅ − 2 log s  D
3
.
7
⋅
D



( 2.18 )
Dans le membre de droite de l’équation (2.18), le diamètre D n’est
pas sous la forme d’une simple puissance, comme dans le terme de
gauche, mais apparaît également dans une fonction logarithmique.
Afin de lever cette difficulté de comparaison, faisons l’hypothèse que
le coefficient de frottement f peut s’exprimer, non seulement selon
l’équation (2.15), mais aussi sous la forme :
1M
 k 
f = A⋅ s 
D

( 2.19 )
avec les coefficients A et M à déterminer. L’égalité des équations
(2.15) et (2.19) permet d’écrire :
1
 ks 
− 2 log
=
1
3
.
7
D
⋅
  k  2M

s
A 
 D
( 2.20 )
Afin que l’équation (2.19) puisse être valablement substituée à
l’équation (2.15), il faut non seulement qu’elle donne la même valeur
de f, mais aussi que la dérivée de f par rapport à ks/D soit respectée.
Ainsi, la relation (2.20) et sa dérivée fournissent les 2 équations
nécessaires à la détermination des coefficients A et M de (2.19) qui
valent, tout calcul effectué
D 
 ks 
A=

− 2 log 
ks 
 3.7D 
M=
 3. 7 D 
−ln(10 )log

 ks 
ln(10 )  3.7D 

log 

2
 ks 
( 2.21 )
( 2.22 )
- 61 -
Alors, l’équation (2.18) s’écrit, en introduisant (2.20):
α ⋅ Jf 1 2 ⋅ D χ =
2gJ f D
1
 2M
 ks
A⋅ 
D

=
2g
(A ⋅ ks )
1
2M
Jf
12
D1 2 +1 2M
( 2.23 )
La comparaison des différents termes qui apparaissent dans chaque
membre de l’équation (2.23) montre que l’exposant 1/2 de la pente
de frottement Jf est identique dans les deux membres. Par contre,
pour que l’exposant de D soit égal, il faut que
χ=
1
1
+
2 2M
( 2.24 )
Développons plus en détail le cas de la formule de Strickler qui
préconise l’usage de χ = 2/3 et qui s’écrit, dans le cas d’une section
circulaire :
V=
K
4
2
Jf
2
1
2D 3
( 2.25 )
3
Dans ce cas, l’équation (2.24) n’est satisfaite que si M = 3. Selon
l’équation (2.22), la relation de Strickler n’est donc valable que pour :
ks
= 9.17 ⋅ 10 −3
D
( 2.26 )
-3
-2
ce qui correspond à A = 5.442⋅10 selon (18) et f = 3.68⋅10 selon
(2.16).
La figure 2.2 représente la relation (2.15) entre le coefficient de
frottement f et la rugosité relative ks/D en écoulement turbulent
rugueux, et l’équation (2.19) calée avec les coefficients A =
-3
5.442⋅10 et M = 3, correspondant à l’équation de Strickler.
- 62 -
0
-0.5
éq. (3.13)
-1
log(f )
éq. (3.17) calée
Point de tangence
-1.5
-2
-2.5
-8
-7
-6
-5
-4
-3
-2
-1
0
log(k s /D )
Figure 2.2 : Coefficient de frottement f en fonction de la rugosité relative
ks/D en écoulement turbulent rugueux. Comparaison entre les
équations de Nikuradse (2.15) et (2.19) calée sur Strickler.
Avec la valeur des paramètres A et M définis ci-dessus, le coefficient
de Strickler devient, d’après (2.23):
K = 42 3
2g
(A ⋅ ks )
16
=
26.61
( 2.27 )
16
ks
Finalement, il est possible de représenter dans le diagramme de
Moody (figure 2.3) la région décrite correctement par la relation de
Strickler.
La formule de Strickler n’est donc strictement identique à la théorie
« moderne » (2.12) et (2.13) que pour un écoulement turbulent
-3
-4
rugueux et pour une valeur unique de ks/D = 9.17⋅10 . Pour 9⋅10 ≤
-2
ks/D ≤ 5⋅10 , l’erreur sur Jf calculé selon Strickler reste inférieure à
5%.
- 63 -
0.1
k s /D
Turbulent rugueux
Turbulent de transition
1.E-02
f
Strickler pour k s /D = 9.17E-03
0.01
1.E-03
1.E-04
Turbulent lisse
1.E-05
0.001
1.E+03
1.E+04
1.E+05
1.E+06
1.E+07
1.E+08
R
Figure 2.3 : Diagramme de Moody. Le trait horizontal
épais représente le domaine correctement calculé
par l’équation de Strickler avec le coefficient K
correspondant à l’équation (2.27)
D’une manière générale, les équations (2.24) et (2.22) montrent que
la valeur de la puissance χ des formules empiriques ne dépend que
de la rugosité relative ks/D et que celle-ci varie donc en fonction du
diamètre D, ou plus généralement de la hauteur d’eau pour les
écoulements à nappe libre, comme le montre la figure 2.4.
- 64 -
2.00
1.75
1.50
Nikuradse
χ
1.25
1.00
0.75
Hagen
Forschheimer
Christen
0.50
Manning
Chézy
Gaukler
macro-rugosité
0.25
0.00
0.1
1
10
100
1000
10000
100000
1000000
D /k s
Figure 2.4 : Variation de la puissance χ des diverses formules
empiriques d’après la relation de Nikuradse.
Lorsque la rugosité devient infiniment petite, le coefficient M tend
vers l’infini et la puissance χ vers ½. Il semblerait ainsi que la valeur
asymptotique de cette puissance prenne la valeur proposée par
Chézy dans le cas d’un écoulement turbulent lisse. Il ne faut
toutefois pas perdre de vue que cette comparaison n’est valable que
pour les écoulements turbulents rugueux. La valeur ½ de Chézy est
donc à considérer comme une borne inférieure.
La figure 2.4 représente également les valeurs constantes de χ
proposées par différents auteurs. L’intersection entre ces
horizontales et la courbe obtenue à partir de la formule de Nikuradse
délimite un domaine D/ks compris entre 20 et 1000 environ. Ceci
montre bien que ces formules empiriques ont été calées à partir de
mesures effectuées dans des rivières et des canaux dans lesquels,
pour des conditions habituelles, le rapport entre la hauteur d’eau ou
le rayon hydraulique et la taille des aspérités varie dans ces mêmes
proportions.
- 65 -
Le coefficient de rugosité généralisé α apparaissant dans l’équation
(2.17) s’écrit selon (2.23) :
α=
2g
( 2.28 )
(Ak s )12M
La présence dans cette expression des coefficients A et M
dépendant de la rugosité relative ks/D montrent bien que α ne
dépend pas uniquement de ks, mais aussi de D.
S’il est vrai que les formules empiriques donnent des résultats
suffisamment précis dans le domaine usuel de l’hydraulique fluviale,
il n’en va pas de même pour le ruissellement de surface. En effet, la
figure 2.3 indique une grande variation de la puissance χ pour le
domaine de la macro-rugosité dans lequel, rappelons le, D/ks < 4.
Ainsi, seule une formule avec exposant et coefficient de rugosité
variables en fonction de la hauteur d’eau, serait peut-être à même de
décrire le comportement du ruissellement. Il va sans dire que si tout
varie dans une formule, celle-ci perd de son intérêt.
2.1.3.
Conclusions
L’analyse de la littérature montre qu’un important effort de recherche
est encore à fournir pour autoriser un calcul fiable des pertes de
charge du ruissellement. L’intérêt des hydrauliciens ne s’est pas
souvent porté sur ce phénomène. Néanmoins, les travaux effectués
indiquent une voie potentielle pour atteindre cet objectif.
Dans le cas d’un écoulement laminaire, seule une modélisation de la
surface avec prise en compte des aspérités peut expliquer les
résultats des mesures effectuées (Woolhiser 1975). De cette
manière, il semble envisageable de concilier théorie et expérience,
ce qui est loin d’être le cas actuellement.
En écoulement turbulent, il semble que les bien aimées formules
empiriques, comme celle de Strickler, ne sont pas aptes à décrire le
comportement de la lame d’eau ruisselante. Il convient sans doute
- 66 -
de se tourner vers les formules « modernes », liant le coefficient de
frottement f à la rugosité relative ks/h. La formule de Nikuradse et
celle de Bathurst pour les écoulements sur macro-rugosité
possèdent des caractéristiques prometteuses pour notre domaine
d’intérêt.
Une seule méthode de travail s’impose désormais pour la suite de la
recherche : l’expérimentation physique. Ce moyen devrait permettre
de valider, rejeter ou adapter les approches existantes. Mais, comme
justifié plus haut, l’étude expérimentale ne peut être menée que sur
un modèle de la surface du sol.
La démarche choisie pour cette étude est comparable à celle de
Nikuradze pour les pertes de charges dans les canalisations. Il s’agit
en premier lieu de comprendre les phénomènes physiques
rencontrés à l’aide d’un modèle représentant simplement la réalité
du problème. Ce modèle en calottes, présenté au paragraphe
suivant, considère une surface recouverte de calottes de dimensions
constantes. Les essais de laboratoire doivent permettre de mettre en
évidence la relation liant la vitesse moyenne de l’écoulement aux
différents paramètres, comme la hauteur d’eau ou la pente pour ne
citer que les plus importants.
Deux installations d’essais ont été réalisées dans ce but. La
première permet l’étude des écoulement stationnaires et uniformes,
tandis que la deuxième produit des écoulements non-stationnaires et
non-uniformes sous un simulateur de pluie.
2.2. Le modèle en calottes
2.2.1.
Description géométrique
Le modèle en calottes considère une plaque lisse et imperméable
recouverte de calottes sphériques toutes identiques de diamètre 2D.
L’arrangement des calottes se fait de manière géométrique. Les
calottes sont réparties sur des lignes horizontales perpendiculaires
- 67 -
au sens d’écoulement. Dans la configuration de densité maximale,
toutes les calottes se touchent, les lignes successives étant
décalées horizontalement d’un demi diamètre. Les centres des
calottes sont ainsi disposés sur des triangles équilatéraux de côté
2D.
2D
Figure 2.5 : Disposition géométrique des calottes de densité maximale
D
2D
Figure 2.6 : Représentation schématique d’une section de contrôle dans un milieu en
calottes et définition du « diamètre » D.
Pour un cas général, la relation entre le nombre de calottes n par
unité de surface A et la densité de couverture p s’écrit :
p=
nAb
A
( 2.29 )
où Ab est la surface projetée d’une calotte qui s’exprime en fonction
de D par :
Ab = πD 2
( 2.30 )
La relation (2.28) devient alors :
- 68 -
p=
πnD 2
A
( 2.31 )
La densité maximale de couverture pmax s’obtient par le rapport entre
la surface du triangle équilatéral de côté 2D et la moitié de Ab :
pmax
πD 2
π
= 2 2 =
= 0.9069
3D
2 3
2.2.2.
( 2.32 )
Paramètres hydrauliques
L’originalité du milieu en calottes nécessite une nouvelle définition
des principaux paramètres utilisés en hydraulique. Vu son caractère
très hétérogène et fortement non-prismatique à micro-échelle, il
devient indispensable de travailler sur des valeurs moyennes de
hauteur d’eau et de vitesse par exemple. Le volume d’eau
réellement contenu sur une surface élémentaire doit être connu afin
de respecter l’équation de continuité. De plus, la définition de la
surface et du périmètre mouillés d’une section représentative
constitue une étape indispensable à l’obtention de l’expression du
rayon hydraulique du milieu en calottes .
Le volume d’eau ∀ contenu dans ce milieu pour une hauteur d’eau
moyenne h peut être défini par analyse géométrique. Soit ∀t le
volume total, sans considérer le volume occupé par les calottes, qui
correspond à la définition traditionnelle du volume d’eau sur un plan.
Il se calcule simplement par :
∀t = Ah
( 2.33 )
Le volume de la calotte sphérique immergée ∀c vaut, pour une
hauteur d’eau h inférieure au diamètre D :

h 2 
∀c = π h D 2 1 −
 3D2 


( 2.34 )
- 69 -
Le volume ∀ réellement occupé par l’eau s’obtient alors par la
relation :

ph 2 
∀ = ∀t − n∀ c = Ah 1 − p +

3D 2 

( 2.35 )
Définissons un coefficient de porosité du milieu φ par l’expression :
φ=
∀
∀t
( 2.36 )
Ainsi, pour les hauteurs d’eau inférieures au diamètre de la bille, la
porosité volumique φ pour le milieu en calottes s’écrit
φ = 1− p +
ph 2
( 2.37 )
3D 2
Pour une hauteur d’eau supérieure au diamètre D et selon la même
démarche, le coefficient φ vaut :
φ = 1−
2 pD
3h
( 2.38 )
Avec ces définitions, l’équation (2.35) s’écrit simplement :
∀ = φAh
( 2.39 )
Cette relation montre que le volume d’eau contenu sur un plan
recouvert de calottes n’est qu’une fraction du volume de la lame
d’eau généralement considérée pour les écoulements sur plan. Le
coefficient φ est toujours inférieur à l’unité. La figure 2.6 présente la
relation φ - h/D pour différentes densités de couverture p.
- 70 -
1.2
1
p = 0.1
φ
0.8
0.6
0.4
0.2
p = 0.9
0
0.01
0.1
h/D
1
10
Figure 2.6 : Relation φ - h/D pour différentes densités de couverture p.
Dans ce milieu en calottes, la surface mouillée Am, le périmètre
mouillé P et ainsi le rayon hydraulique Rh varient constamment d’une
section à l’autre. Définissons alors une fonction géométrique, η(x,h),
exprimant le rapport entre la section mouillée Am(x,h) et la surface
totale Atot = Bh, où B est la largeur du plan :
η (x, h ) =
Am (x, h )
Atot
( 2.40 )
Pour des raisons de continuité, la fonction, η(x,h) est liée à la
porosité volumique φ par la relation :
φ (h ) =
L
1 0
η (x, h ) dx
L0 0
∫
( 2.41 )
L’équation (2.41) indique que la porosité volumique φ est la
moyenne, sur la longueur du plan L0, de la porosité de section η(x).
Les écoulements hydrauliques dépendent souvent des sections les
plus « étroites », qui pourraient être désignées par l’appellation
« sections de contrôle », bien qu’il n’est pas certain que la hauteur
- 71 -
critique s’y établisse. Ces sections de contrôles sont localisées là où
la fonction η(x) présente ses minimums. Désignons simplement par
η le minimum de la fonction η(x) pour la suite du développement.
Pour le milieu en calottes, il est évident que ces sections de contrôle
coïncident avec les plans passant par le centre de gravité des
calottes. Elles ont l’aspect montré à la figure 2.6.
L’équation (2.31) permet le calcul du nombre n de calottes par unité
de surface :
n=
p
πD 2
( 2.42 )
Les centres des calottes sont disposés selon la perpendiculaire à
l’écoulement sur des points distants de 2D. Selon la ligne de plus
grande pente, par contre, chaque rangée est séparée par une
distance d qui vaut :
d = 2D cos 30 0 = 3D
( 2.43 )
Le nombre de calottes n* dans une section de largeur unitaire vaut
alors :
n* = n
d
p
3
1
=
=
2
D
2D
πD 2
2 3
p
π
( 2.44 )
Le coefficient numérique apparaissant sous la racine n’est autre que
pmax défini par l’équation (2.32), ce qui permet de simplifier l’équation
(2.44) :
n* =
1
2D
p
( 2.45 )
pmax
La porosité de section η s’écrit d’une manière générale sous la
forme :
- 72 -
η=
Am h − n * Ar
n * Ar
=
= 1−
h
h
h
( 2.46 )
où Ar est la surface du segment circulaire de hauteur h. Lorsque la
hauteur d’eau est inférieure à la hauteur D de la calotte, cette
surface s’écrit :
Ar =
D2
(θ − sinθ − π )
8
( 2.47 )
L’angle θ, se calcule par :
cos
θ
h
=−
2
D
( 2.48 )
Lorsque la hauteur d’eau est inférieure au diamètre des calottes, le
coefficient η s’écrit finalement sous la forme :
η = 1−
p
pmax
D
(θ − sinθ − π )
4h
( 2.49 )
Si la hauteur d’eau est supérieure au diamètre, alors :
η = 1−
p
pmax
πD
4h
( 2.50 )
- 73 -
1
0.9
p = 0.1
0.8
0.7
η
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
p = 0.9
0
0.01
0.1
h/D
1
10
Figure 2.9 : Relation η - h/D pour différentes densités de couvertures p.
Par définition, la section mouillée s’écrit :
Am = ηBh
( 2.51 )
où B est la largeur du plan. Il ressort de cette dernière équation que
la surface mouillée de l’écoulement dans un milieu en calottes est
une fraction de la surface mouillée habituelle des écoulements sur
plan calculée par le produit de la largeur d’écoulement et de la
hauteur d’eau. Le coefficient de porosité de section η détermine
cette fraction.
Définissons finalement un troisième coefficient géométrique Ω par le
rapport entre le périmètre mouillé P de la section de contrôle et sa
largeur B :
Ω=
P
B
( 2.52 )
Le périmètre mouillé s’obtient par sommation des distances séparant
chaque calottes sur le plan et du périmètre des calottes. Par des
considérations purement géométriques, il peut être démontré que :
- 74 -
Ω = 1+
p
pmax
θ −π − 2
2
( 2.53 )
pour h < D et :
Ω = 1+
p π −2
pmax 2
( 2.54 )
pour h ≥ D. La relation Ω-h/D est représentée graphiquement à la
figure 2.10.
1.8
p = 0.9
1.6
1.4
1.2
p = 0.1
Ω
1
p = 0.1
0.8
0.6
0.4
0.2
p = 0.9
0
0.01
0.1
h/D
1
10
Figure 2.10 : Relation Ω-h/D pour différentes densités de couverture p.
Enfin, le rayon hydraulique Rh se défini d’une manière classique par :
Rh =
Am
P
( 2.55 )
A l’aide des définitions des coefficients η et Ω, l’équation (2.55)
devient :
Rh =
η
h
Ω
( 2.56 )
- 75 -
Ainsi, la hauteur d’eau h doit être multipliée par le rapport η/Ω pour
obtenir le rayon hydraulique Rh du milieu en calottes. Ce rapport est
représenté graphiquement à la figure 11 en fonction de h/D.
10
R h /D
1
p = 0.0
p = 0.9
0.1
0.01
0.01
0.1
h/D
1
10
Figure 2.11 : Relation η/Ω-h/D pour différentes densités de couverture p.
La géométrie du milieu en calottes n’a ainsi plus de secret. La phase
expérimentale peut débuter sur de bonnes bases.
2.3. Essais en écoulements stationnaires et
uniformes
Le modèle en calottes, tel que décrit au chapitre précédent, doit
servir de base géométrique à l’élaboration d’une nouvelle loi de
comportement censée décrire le ruissellement de surface. Ce
modèle, très simple en comparaison de la complexité de la surface
d’un terrain naturel, ne saurait toutefois prétendre à une
représentation parfaite de la réalité. Il s’agit bien d’une approche
conceptuelle comparable à celle de Nikuradse collant des grains de
sable de diamètre uniforme à l’intérieur de canalisations pour
modéliser la rugosité naturelle des tuyaux. Une approche directe de
l’étude du ruissellement sur un sol quelconque ne peut être que
- 76 -
vouée à l’échec si elle ne peut s’appuyer sur l’étude fondamentale
d’un modèle géométrique plus simple, comme celui en calottes. La
représentativité de ce modèle devra ensuite être confirmée par des
essais ou des simulations numériques sur des terrains naturels.
Une étude expérimentale semble indispensable à l’établissement
des tendances comportementales d’un écoulement en lame mince
dans et sur une macro-rugosité. Par tendance comportementale, il
faut entendre l’établissement d’une loi liant la hauteur d’eau à la
vitesse de l’écoulement, ceci dans le cas simple d’un écoulement
uniforme et stationnaire. L’installation réalisée dans ce but ainsi que
son système de mesure est décrite en détail dans Dubois (1998).
Rigole d’alimentation
Bac à niveau constant
Plan de ruissellement
Bac de récupération
Balance électronique
Batterie de rotamètres
Vanne de réglage
Figure 2.12 : Représentation schématique de l’installation d’essais.
2.3.1.
Résultats bruts
Afin de se soustraire à l’influence de la pente qui varie entre les
différents essais, il est indispensable de l’inclure dans une
représentation graphique de la vitesse. Si l’écoulement est laminaire,
alors la vitesse est directement proportionnelle à la pente. Par
contre, si l’écoulement est turbulent, la relation de Darcy-Weisbach
ou la formule empirique généralisée montrent que la vitesse est
proportionnelle à la racine de la pente.
- 77 -
La figure 2.13 représente la relation mesurée entre le rapport V/J0 et
la hauteur d’eau adimensionnelle h/D, alors que la figure 2.14
montre les mêmes mesures, mais avec la vitesse divisées par la
racine de la pente.
1000
V /J 0
100
p = 0%
10
p = 2.5%
p = 10%
p = 20%
p = 30%
1
p = 50%
p = 70%
p = 90%
0.1
0.01
0.1
h /D
1
10
Figure 2.13 : Relation entre le rapport V/J0 et la hauteur d’eau adimensionnelle h/D.
- 78 -
10
1
V /J 0
1/2
p = 0%
p = 2.5%
p = 10%
p = 20%
0.1
p = 30%
p = 50%
p = 70%
p = 90%
0.01
0.01
0.1
h /D
Figure 2.14 : Relation entre le rapport V/J0
1/2
1
10
et la hauteur d’eau adimensionnelle h/D.
Ces deux graphiques sont en doubles échelles logarithmique car si
la théorie des écoulements laminaires sur plan se vérifie, les points
devraient être alignés sur une droite dans la figure 2.13. Par contre,
si les formules empiriques sous forme de puissance s’avèrent
correctes, les points devraient s’aligner sur une droite à la figure
2.14.
Qu’en est-il du laminaire ? Les mesures effectuées sur le plan lisse,
où p = 0, s’alignent approximativement selon une droite,
particulièrement pour les faibles hauteurs d’eau et les faibles
vitesses. Cela n’a rien d’étonnant car dans ces situations,
l’écoulement est réellement laminaire et la théorie est confirmée par
l’expérience. Le « bruit » constaté sur ces valeurs s’explique en
partie par le fait que l’écoulement sur le plan lisse était souvent
instable. Ces instabilités de l’écoulement uniforme, appelées ondes
en cascades (Graf 1993) ou roll waves en anglais, apparaissent dès
que le nombre de Froude dépasse ½ environ et engendrent une
dissipation d’énergie supplémentaire dans l’écoulement. Par contre,
pour les essais effectués en présence de calottes, l’aspect nébuleux
- 79 -
des points de mesures contredit fortement la théorie de l’écoulement
laminaire sur plan.
La situation semble s’améliorer dans la figure 2.14 où, rappelons-le,
les points devraient s’aligner sur des droites si l’écoulement est
turbulent. Les résultats d’essais sur plan lisse présentent cette fois
une forte dispersion, car ils correspondent au régime laminaire,
comme expliqué plus haut. Par contre, une certaine continuité
apparaît sur les familles de points attachées aux différentes densités
de couverture p testées. Pour p = 2.5%, les points s’alignent
relativement bien sur une droite. Mais au fur et à mesure que la
densité p augmente, les tendances s’incurvent vers le bas et
révèlent des comportements tout à fait originaux pour des
écoulements à nappe libre.
Le fait de constater une diminution de la vitesse lorsque le nombre
d’éléments de rugosité augmente n’est pas surprenant. Par contre,
l’ampleur de cette diminution l’est beaucoup plus. En effet, il ne s’agit
pas de quelques pour-cent, mais bien de facteurs allant jusqu’à 50
entre les vitesses mesurées pour p = 2.5% et celles pour p = 90%,
ceci pour les hauteurs d’eau correspondant environ à la hauteur des
aspérités.
Un autre phénomène est également surprenant : celui de la
constance de la vitesse en fonction de la hauteur d’eau. Pire encore,
pour les densités p supérieures à 50%, il apparaît que la vitesse
diminue lorsque la hauteur d’eau augmente. Cette originalité, pour
ne pas parler d’extravagance, n’est décrite par aucune loi de
l’hydraulique fluviale. Elle se produit pour les hauteurs d’eau
inférieures à celle des aspérités. Lorsque l’écoulement submerge
ces dernières, il a comme l’envie de rattraper son retard et
l’augmentation de la vitesse en fonction de la hauteur d’eau est
spectaculaire.
Si la relation de Strickler est supposée valable, alors les points
devraient s’aligner sur une droite de pente 2/3. Une puissance calée
0.533
sur la famille des points p = 2.5% est proportionnelle à h
, valeur
- 80 -
proche de la proposition de Strickler. Par contre, le même exercice
effectué sur les points de la famille p = 90% avec h/D > 1, abouti à
3.81
un résultat du type h . Et il va sans dire que la zone où la vitesse
0.0
est indépendante de la hauteur d’eau est décrite par h . Les essais
confirment donc les craintes déjà exprimées concernant la possibilité
d’utiliser une formule empirique, comme celle de Strickler, pour le
calcul des pertes de charge des écoulements en lame mince sur
macro-rugosité.
2.3.2.
Nouvelle formulation
Le constat établi au chapitre précédent n’est guère encourageant.
Sur une même relation hauteur-vitesse se distinguent simultanément
des comportements laminaires, parfois une indépendance de la
vitesse par rapport à la hauteur d’eau, signe apparent d’un
écoulement en milieu poreux et de très brusques augmentations de
la vitesse lorsque l’écoulement submerge les aspérités. Les
phénomènes physiques susceptibles de se développer, dans les
écoulements de surface sont donc extrêmement variés et
habituellement décrits par des lois de comportement fort différentes.
Cependant, une relation semble posséder à la fois les qualités de
simplicité et de fiabilité souhaitées : la loi généralisée des
écoulements laminaires et turbulents en milieu poreux (Li et al.
1998). Cette loi, découlant d’une analogie entre milieu poreux et
réseau de tuyaux en charge, propose le calcul du coefficient de
frottement f sous la forme suivante :
f =
a1
+ a2
R
( 2.57 )
avec a1 et a2, 2 coefficients.
La relation entre la vitesse moyenne (vitesse de Darcy) et le rayon
hydraulique peut alors être mise sous la forme polynomiale
suivante :
- 81 -
i=
a1ν
2
8gRh n
V+
a2
8gRh n
2
V2
( 2.58 )
où n est la porosité du milieu et i le gradient hydraulique.
Cette approche est centrée sur les écoulements en milieu poreux
homogène, dans lequel la porosité n et le rayon hydraulique Rh
restent constant. Dans ce cas, la vitesse est indépendante de la
hauteur d’eau et ne varie que par la gradient i. Adaptons la aux
écoulements dans le milieu en calottes en remplaçant le rayon
hydraulique Rh par son expression h⋅η/Ω et la porosité du milieu
poreux n par la porosité de section du milieu en calottes η. La
relation (2.58) devient alors :
a1ν Ω 2
J0 =
8gη h
3 2
V+
a2Ω
8gη h
3
V2
( 2.59 )
2
Lorsque la vitesse est faible, le terme en V devient négligeable par
rapport au terme en V et cette relation se réduit à :
J0 =
a1ν Ω 2
8gη 3 h 2
V
( 2.60 )
En réarrangeant les termes de l’équation (9), elle peut se mettre
sous la forme plus courante :
V =
8gJ 0η 3
a1ν Ω 2
h2
( 2.61 )
Cette formulation est identique à l’expression théorique obtenue pour
un écoulement laminaire sur plan à condition de remplacer le
coefficient κ par :
κ = a1
Ω2
( 2.62 )
η3
- 82 -
Pour être en accord avec la théorie générale des écoulements
laminaires (Dubois 1998), il est judicieux de remplacer l’expression
(2.62) par l’équation :

Ω2 
κ = 6 3 + 3 

η 

( 2.63 )
Lorsque la hauteur d’eau h ou la densité de couverture p tendent
vers 0, les coefficients Ω et η tendent tous les deux vers 1 et ainsi, le
coefficient κ tend bien vers 24, ce qui correspond à la solution
théorique pour un écoulement laminaire sur plan lisse. Le terme
laminaire de (2.60) prend donc la forme :

Ω2 
3 3 + 3 ν

η 
J0 = 
V2
2
4gh
( 2.64 )
2
A l’inverse, lorsque la vitesse est grande, le terme en V domine et
l’équation (2.60) tend vers :
J0 =
a2 Ω
8gη h
3
V2
( 2.65 )
En posant :
C=
8gη 3
a2 Ω
( 2.66 )
la relation (2.66) est identique à la formule de Chézy proposée pour
les écoulements turbulents. La formule (2.59) est donc capable de
décrire à la fois le comportement des écoulements laminaires et
turbulents, avec une transition entre ces deux types assurée par la
forme polynomiale.
Au vu des représentations graphiques des relations hauteur-vitesse
obtenues dans le milieu en calottes, il serait fort étonnant que cette
loi soit encore capable de modéliser correctement le comportement
- 83 -
du ruissellement pour des hauteurs d’eau dépassant le diamètre des
calottes. Limitons donc son usage au seul domaine des écoulements
entièrement contenus à l’intérieur des calottes.
Reste alors à déterminer la valeur du coefficient a2 qui, au vu de la
formule (2.57), est la valeur asymptotique prise par le coefficient de
frottement f lorsque le nombre de Reynolds augmente. Il est certain
que cette valeur doit dépendre de la densité de couverture p. Par
optimisation numérique sur l’ensemble des essais pour lesquels la
hauteur d’eau ne dépasse pas le sommet des calottes, il a été
trouvé :
a2 = 0.345 p0.545
( 2.67 )
En résumé, la nouvelle formulation liant la hauteur d’eau à la vitesse
moyenne de l’écoulement s’écrit, pour des hauteurs d’eau inférieures
à la hauteur D des calottes :

Ω2 
3 3 + 3 ν
η 
0.345 p 0.545 Ω 2
V
J0 = 
V
+
4gh 2
8gη 3 h
h<D
( 2.68 )
Ainsi, connaissant la hauteur d’eau h de l’écoulement et en
définissant :
A=
0.345 p 0.545 Ω
( 2.69 )
8gη 3 h

Ω2 
3 3 + 3  ν

η 
B= 
4gh 2
( 2.70 )
C = −J 0
( 2.71 )
la vitesse moyenne de l’écoulement s’obtient simplement par :
- 84 -
V =
− B + B 2 − 4 AC
2A
h<D
( 2.72 )
Occupons-nous à présent des écoulements qui submergent les
calottes. Ce cas correspond bien à un écoulement sur macrorugosité, domaine dans lequel la formule de Bathurst semble s’être
imposée :
 h*
8
= 5.62 log
d
f
 84

+4


( 2.73 )
*
où d84 est le diamètre considéré des éléments de rugosité et h la
hauteur d’eau. D’une manière générale, cette équation est de la
forme :
 h*
8
= c log
d
f
 84

+e


( 2.74 )
avec c et e deux coefficients à déterminer.
*
Le symbole associé à la hauteur d’eau signifie que cette dernière
n’a pas son origine à la surface du plan, comme cela est considéré
dans le modèle en calottes. La littérature spécialisée a été très
prolifique quant à la détermination de l’origine des hauteurs d’eau
sur des parois rugueuses. Evitons ce débat en choisissant une
approche compatible avec les développements précédents.
Un critère permettant de définir l’origine de ce nouveau repère est
imposé par la continuité des vitesses calculées lorsque la hauteur
d’eau égale le diamètre des calottes. Désignons par V0 la vitesse
calculée par la relation (2.59) pour h = D. Par l’équation (2.74) et
avec h* = ∆h, cette même vitesse s’exprime par
Vs =
8gJ0 1 2
∆h
f
( 2.75 )
avec f exprimé par :
- 85 -
f =
8
∆h


+ e
 c log
D


( 2.76 )
2
La continuité de la relation hauteur-vitesse fourni la condition
nécessaire à la détermination de la nouvelle origine des hauteurs,
localisée par ∆h :
Vs = V0
( 2.77 )
soit :
∆h


gJ 0  c log
+ e ∆h1 2 = V0
D


( 2.78 )
La présence simultanée du logarithme et de la puissance de
∆h exige une résolution itérative pour trouver l’inconnue ∆h.
Lorsque la hauteur d’eau est supérieure au diamètre des calottes, la
vitesse moyenne de l’écoulement s’obtient en sommant le débit
« interne » et le débit « supérieur » indicé s, et en divisant cette
valeur par la hauteur moyenne :
(
)
Q = V0 D + Vs h * − ∆h = V0 D + Vs (h − D )
V =
D
Q
 D
= V0 + Vs 1 − 
h
h
h

( 2.79 )
( 2.80 )
Ainsi, sous sa forme complète, la vitesse moyenne d’un écoulement
submergeant les calottes s’écrit :
V = V0
8gJ 0
D
(h − D + ∆h )1 2 1 − D 
+
h
f
h

( 2.81 )
où ∆h est défini par l’équation (2.78) et f par l’équation générale
(2.76).
Reste encore à exprimer les coefficients c et e apparaissant dans
l’équation (2.76) pour permettre le calcul du coefficient de frottement
- 86 -
f . Pour cela, une optimisation numérique a été effectuée sur
l’ensemble des essais avec la méthode des moindres carrés. Il a été
constaté alors que le coefficient c représentant la pente de la relation
entre f et h/D, montre une grande variabilité et que pour des valeurs
de c fort différentes, le calage présentait quasiment la même qualité.
Ce fait est certainement dû à la faible amplitude de variation du
rapport h/D qui a pu être réalisée sur le banc d’essais.
Dans ces conditions, il a été choisi de faire confiance à la valeur
originale du coefficient c tel que proposé par Bathurst et qui peut se
justifier par des considérations théoriques, à savoir :
c = 5.62
( 2.82 )
Par contre, le terme constant e subit une grande influence de la
densité de couverture p. Le calage permet de proposer :
e = 3.13 p −0.613
( 2.83 )
Ainsi, la loi de frottement pour un écoulement sur macro-rugosité
composée par le milieu en calottes s’écrit :
8
h*
= 5.62 log + 3.13 p −0.613
f
D
( 2.84 )
Par souci de synthèse, présentons la nouvelle relation pour le calcul
du ruissellement de surface, modélisé par le milieu en calottes :
ƒ Pour h < D et avec
A=
0.345 p 0.545 Ω
8gη 3 h

Ω2 
3 3 + 3  ν

η 
B= 
4gh 2
la vitesse s’écrit :
- 87 -
C = −J 0
V =
− B + B 2 − 4 AC
2A
ƒ Pour h = D et avec
A=
0.345 p 0.545 Ω D
3
8gη D h
2

Ω 
3 3 + D3  ν

ηD 
B= 
4gh 2
C = −J 0
la vitesse s’écrit :
2
V0 =
− B0 + B0 − 4 A0C
2 A0
ƒ Pour h > D et avec
8
h − D + ∆h
= 5.62 log
+ 3.13 p −0.613
f
D
∆h


gJ 0  5.62 log
+ 3.13 p −0.613 ∆h1 2 = V0
D


la vitesse s’écrit :
V = V0
8gJ 0
D
(h − D + ∆h )1 2 1 − D 
+
h
f
h

Le calage sur l’ensemble des essais effectués conduit à l’obtention
d’un coefficient de corrélation entre valeurs de vitesses mesurées et
calculées de 0.981. Cette valeur, bien qu’elle ne constitue pas une
preuve de la qualité du modèle, peut tout de même être considérée
- 88 -
comme un indice encourageant. La figure 6.7 présente
graphiquement les vitesses calculées par rapport aux vitesses
mesurées.
Vitesse calculée (m/s)
10
1
0.1
0.01
0.001
0.001
0.01
0.1
Vitesse mesurée (m/s)
1
10
Figure 2.15 : Comparaison graphique entre vitesses mesurées et calculées. Le
coefficient de corrélation est ici de 0.981.
100
V /J 01/2
10
p = 2.5%
1
p = 10%
p = 20%
p = 30%
0.1
p = 50%
p = 70%
p = 90%
0.01
0.01
0.1
h /D
1
10
Figure 2.16 : Comparaison entre les vitesses mesurées et celles résultant de la
nouvelle formulation. La vitesse est divisée par la racine de la pente.
- 89 -
10
2400/R
240/R
24/R
f
1
Pente 0.5%
Pente 1%
0.1
Pente 3%
Pente 10%
Pente 30%
Prandtl
Pente 92%
0.01
10
100
R
1000
10000
Figure 2.17 : Comparaison entre le coefficient de frottement f mesuré et celui obtenu à
partir de la nouvelle formulation pour les essais correspondant à p = 30%.
La figure 2.16 montre tout d’abord une concordance très
satisfaisante entre les vitesses mesurées et calculées. Il faut
cependant relever que cette représentation graphique n’est parlante
que pour les écoulements turbulents, situation dans laquelle une
certaine partie des points visibles ne se trouvent pas.
La figure 2.17 présente ensuite la relation f – R pour les essais
correspondant à une densité de couverture p = 30%. Les différentes
courbes qui se superposent ont été obtenues à partir des relations
hauteur-vitesse calculées à l’aide de la nouvelle formulation pour les
différentes pentes. Le décollement très original se produisant à partir
de faibles nombres de Reynolds est fidèlement reproduit. Il peut tout
au plus être remarqué que les mesures présentent une montée plus
brusque que le modèle, en particulier pour les pentes comprises
entre 1 et 10%.
La comparaison entre cette nouvelle formulation et les théories
existantes des pertes de charge a été effectuée par Dubois (1998). Il
ressort de cette analyse que la nouvelle relation tend vers les
formulations reconnues de l’hydraulique fluviale lorsque la hauteur
d’eau devient beaucoup plus grande que celle des aspérités créant
- 90 -
la rugosité. Elle est identique à la formule de Bathurst pour une
densité de couverture p = 67% et identique à celle de Strickler pour
h/D ≅ 100. Par contre, dans le domaine des écoulements
hydrologiques pour lesquels l’ordre de grandeur du rapport h/D est
de 1, elle reproduit fidèlement le comportement particulier observé,
ce que ne saurait faire aucune autre formulation. Son domaine de
validité est ainsi très large, couvrant aussi bien les domaines
laminaire que turbulent rugueux, tout en assurant une transition
continue entre eux.
2.4. Essais en écoulements nonstationnaires et non-uniformes
Les essais en écoulement uniforme dans le milieu en calottes ont
permis l’élaboration d’une nouvelle loi décrivant le comportement
observé. Ces essais possèdent cependant un caractère de
« laboratoire » plutôt théorique. Il constituent toutefois la première
étape indispensable dans l’étude du phénomène très complexe du
ruissellement de surface sur terrains naturels.
Mais plusieurs pas supplémentaires sont encore indispensables
avant d’acquérir la certitude de validité de cette théorie sur les
terrains naturels, à l’échelle du bassin versant. Dans un premier
temps, il est indispensable d’effectuer une série d’essais sous
simulateur de pluie et sur des surfaces s’approchant davantage de la
réalité. Ainsi, la nouvelle loi de comportement pourra être validée
dans des situations d’écoulements non-stationnaires et nonuniformes.
Le simulateur de pluie de l'institut fédéral de recherche sur la forêt, la
neige et le paysage à Birmensdorf a été utilisé pour la réalisation de
cette série d’essais (voir figure 2.18).
- 91 -
Figure 2.18 : Le simulateur de pluie de l’Institut Fédéral de Recherche sur la Forêt, la
Neige et le Paysage (WSL – FNP) à Birmensdorf (ZH).
Cette installation permet de créer une pluie uniforme dans l’espace
et constante dans le temps, avec un début et une fin d’averse aussi
rapides que possible. La surface de ruissellement est plane,
imperméable et de pente constante sur toute la longueur de
l’écoulement, mais modifiable. Le système de mesure du débit
permet de suivre l’évolution temporelle du débit à l’aval du plan de
ruissellement avec une grande précision (Dubois 1998). La surface
utilisable possède une largeur de 2 mètres et une longueur de 4.30
mètres. La pente peut varier en continu entre 0 et 45 degrés. Un
entonnoir fixé à l'aval récolte les eaux de ruissellement et les
concentre dans une cuve pour la mesure du débit. La figure 2.19
présente une vue d'ensemble de cette installation.
- 92 -
Figure 2.19 : Plan inclinable disposé sous le simulateur de pluie de Birmensdorf
Les surfaces de rugosité artificielle doivent présenter des
caractéristiques aisément mesurables. Il a été choisi de les créer
avec des grains de sable de diamètre presque constant, disposés
uniformément sur une plaque étanche. Comme pour les essais de
Nikuradze, la densité des grains de sable est maximale, c'est-à-dire
que chaque grain touche ses voisins.
Du sable de quartz, offrant une distribution granulométrique étroite, a
été collé avec de la résine époxy sur des plaques de PVC. 80 essais
ont été réalisés en faisant varier la granulométrie des éléments de
rugosité, la pente du plan inclinable et l’intensité de la pluie.
Granulométrie (mm)
Pente (%)
0.7-1.2 2.0-3.0 5.0-8.0 7.0-15.0
1
3
- 93 -
10
30
60
Intensité (mm/h)
30
70
100
140
Tableau 2.1 : Valeurs paramétriques utilisées pour le programme des essais.
2.4.1.
Analyse traditionnelle
Dans une approche classique, le nombre de Reynolds est défini
comme :
R=
Vh q
=
ν
ν
( 2.85 )
3
où q est le débit unitaire en m /s /m. Sur l’ensemble des 80 essais
effectués, le plus grand nombre de Reynolds calculé selon (2.85)
n’excède pas R = 167. Cela signifie que l’ensemble des essais
présentent un écoulement laminaire. Rappelons que la solution
théorique de l’écoulement laminaire sur plan donne κ = 24, mais que
des essais rapportés dans la littérature ont conduit à l’obtention de
valeurs largement plus élevées, pouvant atteindre κ = 40'000. Le
coefficient κ permet le calcul du coefficient de frottement f par
rapport au nombre de Reynolds R par :
f =
κ
R
( 2.86 )
La discussion essentielle porte évidemment sur la valeur du
coefficient κ .
Par optimisation numérique, ce coefficient a été déterminé pour tous
les essais effectués. Il est représenté graphiquement en fonction de
la pente, de l’intensité de la pluie et du diamètre moyen des grains
sur la figure 2.20.
- 94 -
10000
1000
1000
κ
κ
10000
100
100
10
10
0
20
40
Pente (%)
60
80
0
50
100
Intensité de la pluie (mm/h)
150
10000
1000
κ
0.7-1.2 mm
2.0-3.0 mm
100
5.0-8.0 mm
7.0-15.0 mm
10
0
5
10
15
Diamètre moyen des grains (mm)
Figure 2.20 : Relations entre le coefficient κ et la pente, l’intensité de la pluie et le
diamètre moyen des grains.
Il n’est pas vraiment possible de conclure a une relation évidente
entre κ et la pente. Tout au plus, le coefficient κ semble montrer,
pour la pente de 1%, des valeurs sensiblement inférieures à celles
obtenues avec des pentes plus grandes.
Par contre, il apparaît que κ à tendance à augmenter avec l’intensité
de la pluie, comme cela à déjà été suggéré par plusieurs auteurs.
Mais la dispersion des mesures est telle qu’il n’est pas raisonnable
de tenter le calage d’une quelconque relation mathématique.
Le dernier graphique de la figure 2.20 présente la relation κ diamètre moyen des grains. Il n’est pas étonnant de constater une
certaine augmentation de κ avec la taille des rugosités. Mais à
- 95 -
nouveau, la dispersion est très importante comme le synthétise le
tableau 12.1.
κmin
κmax
(mm)
(-)
(-)
0.7-1.2
18
394
2.0-3.0
100
897
5.0-8.0
229
1291
7.0-15.0
139
1392
Classe granulométrique
Tableau 2.2 :Valeurs mesurées minimales et maximales du coefficient κ pour chaque
classe granulométrique.
Ainsi, l’approche traditionnelle ne saurait aboutir à un résultat plus
précis que celui présenté dans ce tableau.
2.4.2.
Paradoxes constatés
En regard des résultats peu satisfaisant obtenus par l’approche
traditionnelle, il serait intéressant de mettre en doute l’hypothèse
selon laquelle tous ces hydrogrammes sont en écoulement
laminaire. Cette analyse du régime d’écoulement peut s’effectuer par
une étude de la montée de l’hydrogramme.
Toujours avec l’hypothèse de validité de l’équation (1.45), la solution
analytique de la montée en crue s’écrit :
q = α (i t )
m
( 2.87 )
Ainsi, si les montées en crue sont représentées dans un graphique
en double échelle logarithmique, les points doivent s’aligner sur une
droite de pente m. Si l’écoulement est laminaire, cette pente vaut
alors m = 3. Par contre, si il est turbulent et qu’il peut être décrit par
la formule de Strickler, il est aisé de montrer que cette pente vaut m
= 5/3.
- 96 -
10
0.7-1.2 mm
7.0-15.0 mm
1
q * (-)
m = 2.92
m = 1.66
0.1
0.01
1
10
100
1000
Temps (s)
Figure 2.21 : Montée en crue de deux hydrogrammes mesurés au bas d’un plan de
30% de pente, en double échelle logarithmique.
La figure 2.21 présente la montée en crue de deux hydrogrammes
adimensionalisés par rapport à leur débit constant en palier. Ces
deux hydrogrammes ont été produit par une pluie de 140 mm/h sur
un plan à 30% de pente. Le premier a été mesuré pour la classe
granulométrique 0.7-1.2 mm, et le deuxième pour la classe 7.0-15.0
mm.
Comme l’intensité de la pluie est la même pour les deux essais, le
débit est en tout lieu du plan également identique. Ainsi, le nombre
de Reynolds calculé par l’équation (2.3) est partout le même. Dans
ces conditions, tous les livres d’hydraulique diront que le régime
d’écoulement est identique dans les deux cas puisque le nombre de
Reynolds est identique. Or, il n’en n’est rien ! La figure 2.21 montre
également la fonction de puissance calée sur les points de mesure.
Dans les deux cas, le coefficient de corrélation de ces ajustements
est supérieur à 0.99, mais la pente de ces « droites » est fort
différente. Il a été trouvé, pour le sable fin, m = 2.92 ≅ 3.00, ce qui
indique que l’écoulement est laminaire. Par contre, pour le gravier, m
= 1.66 ≅ 5/3. L’écoulement est donc turbulent et la formule de
Strickler est valable.
- 97 -
Le titre de ce paragraphe utilise le terme « paradoxe ». Le fait qu’un
écoulement puisse être soit laminaire, soit turbulent pour un même
nombre de Reynolds constitue un phénomène difficilement
explicable à l’aide de la théorie classique.
La confusion et le doute s’installent définitivement dans nos esprits
d’hydrauliciens en observant la figure 2.22. Par rapport à la figure
précédente, seule la pente du plan à été modifiée de 30 à 1%, tous
les autres paramètres d’essai restant inchangés. Deux
comportements bien distincts sont visibles sur chaque
hydrogramme. Pour les faibles débits, tout d’abord, l’ajustement
d’une fonction de puissance fournit m ≅ 1.25, avec un coefficient de
corrélation toujours impressionnant. Il apparaît donc que la vitesse
0.25
est proportionnelle à h . Même les formules empiriques les plus
farfelues n’ont jamais proposé une telle relation.
A partir d’une certaine valeur du débit, dépendant de la taille des
aspérités, le comportement montré par ces hydrogrammes change
brutalement et le coefficient m prend des valeurs aussi originales
que diverses pour atteindre même m = 3.47, valeur supérieure à
celle du laminaire !
- 98 -
10
0.7-1.2 mm
7.0-15.0 mm
1
q * (-)
m = 3.47
m = 2.31
0.1
m = 1.28
m = 1.20
0.01
1
10
100
1000
Temps (s)
Figure 2.22 : Montée en crue de deux hydrogrammes mesurés au bas d’un plan de
1% de pente, en double échelle logarithmique.
Sous l’unique éclairage de la théorie classique de l’hydraulique
fluviale, les figures ci-dessus mettent en évidence des paradoxes
bien embarrassants. Mais il ne faut voir ici que l’expression du
comportement original observé dans le milieu en calottes lors des
essais stationnaires et uniformes.
En effet, les deux tendances comportementales montrées à la figure
2.22 correspondent bien à la relative indépendance de la vitesse en
fonction du débit lorsque l’écoulement s’effectue dans le milieu en
calottes, et à la très brusque augmentation de la vitesse par rapport
à la hauteur d’eau lorsque l’écoulement submerge les éléments de
rugosité.
2.4.3.
Analyse à l’aide de la nouvelle loi de
comportement
Le premier test de validité de la nouvelle loi de comportement
consiste simplement à simuler numériquement, à l’aide des
techniques numériques présentées au chapitre suivant, les 80 essais
en écoulements non-uniformes et non-stationnaires avec leurs
paramètres bruts, c’est-à-dire sans calage ou optimisation. Pour le
- 99 -
calcul des pertes de charge, la hauteur D des calottes est le
diamètre maximum de la classe granulométrique et la densité de
couverture est égale à p = 0.85. Cette dernière valeur, inférieure à la
densité maximale, s’explique par la technique utilisée pour réaliser
les surfaces testées.
Coefficient de corrélation (-)
Le résultat de ces simulations numériques est constitué de 80
hydrogrammes destinés à la comparaison avec les mesures
effectuées. Il n’est pas envisageable de présenter ici sous forme
graphique l’ensemble de ces calculs. Toutefois, les performances de
la nouvelle loi de comportement peuvent être évaluées sur la base
des coefficients de corrélation obtenus entre les hydrogrammes
mesurés et simulés. Le résultat est présenté à la figure 2.23 en
fonction de l’intensité de la pluie.
1.00
0.99
0.98
0.97
0.96
0.95
0.94
0.7-1.2
0.93
2.0-3.0
5.0-8.0
7.0-15.0
0.92
0
20
40
60
80
100
120
140
160
Intensité de la pluie (mm/h)
Figure 2.23 : Coefficients de corrélation entre les hydrogrammes simulées avec le
modèle en calottes et les hydrogrammes mesurés.
Afin d’illustrer à la fois la qualité des mesure et de la simulation
numérique, la figure 2.24 présente les hydrogrammes mesurés et
simulés sur un plan à 10% de pente, recouvert de la classe
granulométrique 5.0-8.0 mm et arrosé par une intensité de
précipitation de 102 mm/h.
- 100 -
300
hydrogramme mesuré
hydrogramme simulé
Débit (ml/s)
250
200
150
100
50
0
0
100
200
300
400
500
600
700
800
Temps (s)
Figure 2.24 : Hydrogrammes mesuré et simulé avec le modèle en calottes pour une
intensité de pluie de 102 mm/h, une pente de 10% et la classe granulométrique 5.08.0 mm.
La mesure présente quelques particularités, comme à l’amorce de la
décrue. Ces « imperfections » sont à mettre sur le compte de la
pression d’alimentation du simulateur de pluie, particulièrement
capricieuse au moment de l’enclenchement des systèmes
1
d’arrosage automatique de la WSL . Mis à part ce phénomène plutôt
particulier, qui illustre également la précision des mesures, il peut
être admis que la nouvelle loi de comportement permet de
reproduire fidèlement les hydrogrammes mesurés.
Sur l’ensemble des résultats (Dubois 1998), il faut cependant
signaler qu’une partie des faibles débits sont encore sous estimés
par la simulation numérique. Ils correspondent principalement aux
essais effectués avec une forte intensité de pluie et une faible pente.
Il ne serait pas judicieux de tenter une modification de la nouvelle
relation de pertes de charge pour ces quelques cas. En effet, ils
1
Wald, Schnee und Landschaft, Birmensdorf. Institut Fédéral de
Recherche sur la Forêt, la Neige et le Paysage
- 101 -
correspondent plutôt aux limites d’application des hypothèses
cinématiques admises pour la simulation numérique. Lorsque la
pente est faible et que la hauteur d’écoulement est importante, le
nombre cinématique devient petit et les limites de validité du modèle
de l’onde cinématique présentées sous 1 ne sont plus respectées.
- 102 -
3. Aspects conceptuels et numériques
de la modélisation de l’écoulement
en fine lame
3.1. Approche stochastique du traitement
topographique
Les processus naturels à considérer numériquement concernent des
étendues telles qu'il faut renoncer à étudier la progression de chaque
filet fluide pour composer plus sagement avec une échelle de
maillage très supérieure à l'épaisseur de la lame ruisselante. Ces
contingences numériques préconisent une intégration topographique
qui concorde avec une autre intégration, plus "philosophique", des
processus naturels. En effet, les réalités de ces phénomènes sont si
complexes en hydrologie et les propriétés intrinsèques si anisotropes
que la seule voie raisonnable consiste à les intégrer et à les
moyenner à une échelle macroscopique très supérieure à celle des
accidents locaux de la topographie ou de l'écoulement.
Les théories cinématique ou diffusives respectent cette démarche
conceptuelle en conciliant au mieux réalité physique et impératifs
numériques. Comme cela a déjà été montré plus haut, il n’est pas
envisageable de traiter des mailles d’une dimension inférieure à 25
ou 50 mètres. Mais comment intégrer les phénomènes physiques se
développant entre cette échelle topographique et celle des aspérités
formant la rugosité ?
Face a l’anisotropie de l’écoulement des filets fluides sur une maille,
seule une approche stochastique de ce phénomène semble
raisonnable. A l’heure actuelle, il ne saurait être envisagé de
disposer d’un modèle numérique de terrain intégrant une information
altimétrique à l’échelle du décimètre.
- 103 -
3.1.1.
Génération stochastique de la microtopographie
Un modèle numérique de terrain nous renseigne sur la topographie
générale ainsi que sur la pente moyenne d’une cellule. Mais l’échelle
décimétrique lui échappe complètement. Or, cette échelle est
particulièrement importante pour le ruissellement de surface car c’est
précisément elle qui conditionne les propriétés de rétention en eau à
la surface du sol et celles de section mouillée disponible à
l’écoulement des filets fluides. Le générateur stochastique de microtopographie sert précisément à créer un petit modèle numérique de
terrain à l’intérieur d’une maille pour en extraire des relations
géométriques globales indispensables aux modèles cinématiques ou
diffusifs.
Le principe de génération de cette surface aléatoire, mais d’aspect
réel, est schématisé sur la figure 3.1.
- 104 -
Points du MNT
Niveau 1
Niveau 2
∆x
Niveau 3
z
∆z
Figure 3.1 : Principe de génération stochastique de la micro-topographie à l’intérieur
d’une cellule de modèle numérique de terrain.
Le processus consiste à interpoler linéairement l’altitude z du point
situé au milieu de chaque coté et au centre de la cellule, de générer
aléatoirement une correction d’altitude ∆z et de l’additionner à z. Ce
processus se répète autant de fois que souhaité pour obtenir une
bonne résolution spatiale. 6 niveaux récursifs permettent d’obtenir
6
une matrice composée de 2 = 64 lignes et colonnes pour un total de
2
64 = 4096 cellules.
La génération aléatoire de la correction d’altitude ∆z suit une
distribution normale dont la fonction de densité s’écrit :
f (x ) =
1
2π ⋅ σ
− (x − µ )
e
2σ 2
( 3.1 )
où µ représente la moyenne et σ l’écart-type. A l’aide du
changement de variable :
- 105 -
z=
x−µ
σ
( 3.2 )
la fonction de densité standard de la loi normale devient :
1
f (z ) =
2π
e
−
z2
2
( 3.3 )
La fonction de distribution standard est l’intégrale de f(z) :
F (z ) =
z
∫−∞
1
2π
e
−
u2
2 du
( 3.4 )
qui ne connaît pas de solution analytique.
La loi normale possède deux paramètres, à savoir la moyenne et
l’écart-type. Comme le but recherché est de générer un « bruit »
altimétrique autour d’une topographie moyenne donnée par le
modèle numérique de terrain, la moyenne statistique µ de la loi
normale est fixée à 0. Le seul paramètre restant est l’écart-type σ.
Il n’est guère aisé d’estimer l’écart-type des hors-profils ∆z de la
surface du terrain. De plus, celui-ci dépend de la dimension ∆x de la
cellule à interpoler, à chaque niveau de récursivité. Pour ces raisons,
définissons l’écart-type par :
σ =
∆x
β
( 3.5 )
avec β un nouveau paramètre du modèle qui mesure l’amplitude des
variations altimétriques au sein d’une cellule du MNT. Lorsque β
prend une grande valeur, alors l’écart-type tend vers zéro et aucune
micro-topographie n’est généré. Ce cas correspond à un plan parfait.
Par contre, lorsque la valeur de β est petite, le « plan » est fortement
chiffonné et présente de profondes dépressions et collines, comme
représenté sur la figure 3.2.
- 106 -
Figure 3.2 : Représentation 3-D de la micro-topographie générée aléatoirement sur
une cellule de MNT.
3.1.2.
Détermination des paramètres globaux
A partir de cette information micro-topographique, les paramètres
globaux, compatibles avec les thèses cinématiques ou diffusives,
doivent être déterminés. Il s’agit de la relation hauteur – volume de la
cellule qui intervient dans l’équation de continuité, et de la relation
hauteur – section mouillé sur les bords nécessaire à tout calcul
d’échange de flux entre les éléments.
Comme la pente de fond de la cellule est fournie par le modèle
numérique de terrain et que l’hypothèse cinématique suppose une
pente de la ligne d’eau parallèle à celle du fond, il est plus aisé
d’effectuer une rotation de repère pour se mettre à l’horizontale. De
cette manière, les pentes de l’élément et de la ligne d’eau sont
nulles. Dans cette configuration, la micro-topographie générée se
couvre progressivement de flaques lors d’un apport en eau, comme
cela est schématisé sur la figure 3.3.
- 107 -
P1
P2
Plan
P1
h1
h2
h3
P2
h1<h2<h3
Elévation
Figure 3 : Représentation schématique de l’évolution des flaques d’eau en fonction
de la hauteur sur la micro-topographie.
Désignons par Af(z) la surface des flaques d’eau à la cote z. Le
volume d’eau ∀(z) contenu sur l’élément s’obtient alors par :
∀(z ) =
z
∫ Af (ζ ) dζ
( 3.6 )
z0
où ζ est une variable d’intégration. La borne inférieure de l’intégrale
z0 correspond à MIN(zi,j) où zi,j représente toutes les altitudes
générées de la micro-topographie. A l’aide du changement de
variable :
h = z − z0
( 3.7 )
la relation hauteur – volume de l’élément devient simplement :
- 108 -
h
∀(h ) = Af (ζ ) dζ
∫
( 3.8 )
0
1000
100
100
10
10
1
1
Volume (beta = 100)
Volume (beta = infini)
0.1
Débit (m3/s)
Volume (m3)
Cette intégrale est effectuée numériquement sur chaque élément du
domaine de calcul pour fournir la relation hauteur – volume
recherchée et montrée sur la figure 3.4.
Débit
0.1
0.01
Ecoulement
0.01
0.001
0.001
0.01
0.0001
0.1
1
Hauteur d’eau (m)
Figure 3.4 Exemple de relations hauteur – volume et hauteur – débit obtenues sur la
micro-topographie d’une cellule de 25 m de côté avec b = 100.
La deuxième relation à calculer à partir de la micro-topographie
concerne les échanges de flux entre cellules. Conformément au
concept volume fini décrit plus bas, les flux ne sont calculés que sur
les bords des cellules. Chaque bord présente l’aspect montré sur la
figure 3.5.
La nouvelle formulation des pertes de charge a été développée pour
un écoulement plan, sans tenir compte de la géométrie du profil en
travers. Elle pose donc quelques difficultés pour son application à
des profils quelconques. La solution retenue consiste à établir la
relation hauteur – débit au moyen de l’intégrale :
- 109 -
∆x
Q (h ) = V (h )h dx
∫
( 3.9 )
0
où ∆x est la longueur du bord de la cellule et V(h) la vitesse calculée
à l’aide de la nouvelle formulation. La figure 3.4 présente également
un exemple de relation hauteur – débit calculée numériquement de
cette manière. Il faut encore relever que le point bas du bord ne
correspond pas forcément avec le point bas z0 de la microtopographie. Il faut donc une certaine hauteur d’eau sur l’élément
pour q’un écoulement se produise sur son bord.
0.2
0.1
Altitude (m)
0
-0.1
-0.2
-0.3
-0.4
-0.5
0
5
10
15
20
25
Distance (m)
Figure 3.5 Exemple de profil en travers sur un bord de cellule.
Comme représenté sur la figure 3.6, le modèle Faitou considère 3
échelles spatiales différentes. La plus petite concerne les aspérités
formant la rugosité. Elle est modélisée par le milieu en calottes et
intégrée à la nouvelle loi de comportement des écoulements en lame
mince. La hauteur des calottes D et leur densité de couverture p sont
les deux paramètres qui décrivent la surface du sol à cette échelle.
- 110 -
L’échelle intermédiaire est la micro-topographie de surface générée
de manière stochastique. Elle assure de manière cohérente le lien
entre les dimensions de la rugosité et celle du modèle numérique de
terrain. Le concept de micro-topographie stochastique permet la
prise en compte du stockage de l’eau et de son regroupement en
filets à l’échelle du décimètre et du mètre. Le seul paramètre requis
ici est β qui permet de moduler l’ampleur de la micro-topographie.
La troisième échelle spatiale considérée par Faitou est bien entendu
celle du modèle numérique de terrain sur laquelle se plaque le
schéma numérique. Elle est abondamment commentée dans la suite
de ce chapitre.
Modèle numérique de terrain
Micro-topographie
Micro-topographie stochastique
stochastique
Rugosité du terrain décrite par le milieu en calottes
Figure 3.6 : Représentation schématique des différentes échelles spatiales prises en
compte dans le modèle Faitou.
- 111 -
3.2. Discrétisation spatiale
Dans le cas d’une surface bidimensionnelle à forte pente et
recouverte d’un milieu en calottes, l’équation de l’onde cinématique
s’écrit :
∂ (φ h ) ∂q x ∂q y
= i cos(J 0 )
+
+
∂y
∂t
∂x
( 3.10 )
où qx, qy sont les flux dans la direction x, respectivement y, φh le
volume d’eau sur une surface unitaire, i la pluie nette et J0 la plus
grande pente de la surface. Les flux qx et qy sont calculés à l’aide de
la nouvelle loi selon la pente Jx en x, respectivement Jy en y. Le
terme i doit être considéré comme un terme source en général. Il
contient évidemment la pluie, mais peut également prendre en
compte l’infiltration.
La méthode des volumes finis (Pirotton 1998) propose de résoudre
une forme intégrale de l’équation (3.10), dite formulation faible car la
solution n’est alors exacte qu’en moyenne sur la surface de contrôle
Ωi :
∫∫Ω
i
∂ (φ h )
dΩ i +
∂t
∫∫Ω
i
∂q x
dΩ i +
∂x
∫∫Ω
∂q y
i
∂y
dΩ i =
∫∫Ω i cos(J0 )dΩi
( 3.11 )
i
En posant :
q x 
F= 
q y 
( 3.12 )
et :
S = i cos(J 0 )
( 3.13 )
l’équation ( 3.11 ) peut alors s’écrire :
- 112 -
∫∫Ωi
∂ (φ h )
+
∂t
∫∫Ω∇F dΩi = ∫∫Ω S dΩi
i
( 3.14 )
i
Le deuxième terme de l’équation ( 3.14 ) peut être écrit en intégrale
de flux sur le contour ∂Ωi de la surface Ωi en utilisant le théorème de
la divergence de Green. L’équation ( 3.14 ) devient alors :
∫∫Ω
i
∂ (φ h )
+ F n d∂Ω i =
∂Ω i
∂t
∫
∫∫Ω S dΩi
( 3.15 )
i
où n est le vecteur normal à la frontière ∂Ωj.
Le premier terme et le dernier terme de ( 3.15 ) peuvent être
simplifiés à l’aide de la définition de la valeur moyenne :
φ hi =
Si =
1
Ωi
1
Ωi
∫∫Ω
i
∂(φ h )
dΩ i
∂t
( 3.16 )
∫∫Ω S dΩ i
( 3.17 )
i
et l’équation ( 3.15 ) devient :
( )
d φ hi
1
+
F n d∂Ω i = Si
dt
Ω i ∫∂Ω i
( 3.18 )
Numériquement, les valeurs moyennes φ h et S ne sont guère
intéressantes et il est préférable de les remplacer par les valeurs φ h
et S d’un certain point de l’élément. Ce remplacement induit
généralement une erreur du premier ordre de précision. Mais, si le
point choisi est le centre de gravité de l’élément, alors
l’approximation devient du second ordre. Désignons donc par φ hi et
Si le volume unitaire et le terme source au centre de gravité de
l’élément Ωi. L’équation ( 3.18 ) devient ainsi :
d (φ hi ) 1
+
F n d∂Ω i = Si
dt
Ω i ∂Ω i
∫
( 3.19 )
- 113 -
L’équation ( 3.19 ) peut être considérée comme la formulation
générale du problème en volumes finis. Le théorème de Green a
permit de diminuer d’une dimension les équations sur la surface Ωi
en équation 1D sur la frontière ∂Ωi. La difficulté réside dès lors dans
l’estimation du flux sur cette frontière.
La frontière ∂Ωi de chaque élément est un ensemble de Nj segments
de droite. Comme Faitou génère des éléments triangulaires, Nj = 3.
Par conséquent, l’intégrale sur le contour fermé ∂Ωi peut être
remplacée par une somme d’intégrations sur les segments de droite.
y
dx
∂Ωi
Ωi
B
d ∂Ωi
dy
n
A
x
Figure 3.7 : Définition des paramètres utilisés dans la méthode des volumes finis pour
le calcul du flux à travers la frontière ∂Ωi.
A partir des variables définies à la figure 3.7, et en remarquant que si
le sens de parcours de l’élément est le sens trigonométrique,
n x d∂Ω i = dy
( 3.20 )
ny d∂Ω i = −dx
( 3.21 )
l’équation ( 3.19 ) devient :
d (φ hi ) 1
+
dt
Ωi
Nj
∑ ∫A (q x dy − q y dx ) = Si
B
k =1
- 114 -
( 3.22 )
Une intégration exacte n’est pas envisageable car la solution n’est
pas connue sur l’ensemble du segment AB. Il faut donc recourir à
une approximation obtenue par la technique de l’intégration de
Gauss qui s’écrit :
nc
w n (q x,n (y B − y A )− q y ,n (x B − x A ))
∫A (q x dy − q y dx ) = ∑
n =1
B
( 3.23 )
où nc est le nombre de points d’intégration, qx,n et qy,n sont les flux
exacts sur les points d’intégration et les wn sont des fonctions de
poids.
Si les points de Gauss sont idéalement situés et les fonctions de
poids choisies de manière optimale, alors la relation ( 3.23 ) est
exacte pour des polynômes de qx et qy de degré 2nc-1. Ainsi, si qx et
qy sont linéaires, un seul point de Gauss situé au milieu du segment
AB avec un poids unitaire permet l’obtention de la solution exacte.
Le problème consiste donc maintenant à connaître les valeurs des
flux qx et qy sur les points de Gauss, à savoir sur le point milieu de
chaque bord des volumes finis. Or, qx et qy ne sont connus que sur
les centres de gravité des éléments. Il faut donc développer une
technique de reconstruction de ces flux afin de permettre leur
estimation ailleurs que dans le centre de gravité des éléments.
Le moteur numérique de Faitou autorise deux techniques de
reconstruction à choix, la reconstruction constante et la
reconstruction linéaire.
Toute technique de reconstruction s’appuie sur des développements
en série de Taylor autour du centre de gravité G du volume fini.
L’inconnue q en un point quelconque de l’élément Ωi est obtenue
par :
- 115 -
2
 ∂q 
1
 ∂q 
2 ∂ q 
q = qG + ∆xG   + ∆y G   + ∆xG  2 
 ∂x 
 ∂x G
 ∂y G 2

G
( )
2
 ∂ 2q 
1
2 ∂ q 
 +O d3
+ ∆y G  2  + ∆xG ∆y G 
 ∂y 
 ∂x∂y 
2




G
( 3.24 )
G
avec ∆xG = x – xG et ∆yG = y – yG
Dans le cas de la reconstruction constante, L’équation ( 3.24 ) est
tronquée au premier terme et devient :
q = qG + O (d )
( 3.25 )
Ainsi, le flux est supposé constant sur tout l’élément et variable d’un
élément à l’autre. L’erreur de troncature est du premier ordre et est
proportionnelle à une distance caractéristique d de l’élément. Elle est
principalement constituée de la première dérivée négligée dans (
3.24 ). Mais comme cette variable reconstruite intervient dans une
dérivée première de l’équation de base (3.10), la reconstruction
constante fait apparaître numériquement une dérivée seconde dans
l’équation (3.10). La conséquence de cette technique de
reconstruction constante se traduit par une forte dissipation spatiale
qui va « lisser » les hydrogrammes simulés. Par contre, les
avantages résident dans une simplicité de calcul et une grande
robustesse du schéma dû à l’amortissement numérique introduit.
Pour obtenir un schéma plus « pointu », les dérivées premières dans
l’équation
( 3.24 ) doivent être gardées :
( )
 ∂q 
 ∂q 
q = qG + ∆xG   + ∆y G   + O d 2
 ∂x G
 ∂y G
( 3.26 )
Cette technique de la reconstruction linéaire demande donc non
seulement la connaissance de la variable q au centre de gravité de
l’élément, mais également celle de ses dérivées en x et en y qui sont
a priori inconnues. De plus, pour rester consistant, ces dérivées
doivent être estimées au premier ordre de précision.
- 116 -
Par simplicité d’écriture, posons :
G x 
r = 
y 
: vecteur position du point où la reconstruction a lieu,
G
x 
rG =  G 
y G 
: vecteur position du centre de gravité G de
l’élément,
∂ x q 
~
∇qG = 
: vecteur des dérivées premières évaluées au

∂ y q G
premier ordre en G.
Alors, l’équation ( 3.26 ) peut s’écrire :
G G T~
q = qG (r − rG ) ∇qG
( 3.27 )
La difficulté consiste maintenant à évaluer les dérivées premières au
premier ordre de précision. Les variables q ne sont connues qu’au
centre de gravité de chaque élément. En collectant les données de q
sur les voisins immédiats de l’élément Ωi, il est possible d’obtenir le
comportement spatial du flux et ainsi, sa dérivée. Pour cela, il faut au
moins 3 voisins dont les centres de gravité ne sont pas alignés.
La méthode retenue dans Faitou pour le calcul des dérivées
spatiales du flux est celle de Green – Gauss. Cette méthode, déjà à
la base de la technique des volumes finis, consiste ici à entourer
l’élément où les dérivées sont à calculer par un contour fermé
passant par le centre de gravité des éléments voisins, comme le
montre la figure 3.8.
- 117 -
Ωi
Γi
Figure 3.8 : Technique de construction du super volume de contrôle Γj d’après la
méthode de Green – Gauss. Les points noirs sont les centres de gravité des voisins
trouvés par bords, tandis que les points blancs sont ceux des voisins trouvés par
sommet.
La surface de ce « super » volume de contrôle est notée Γi et sa
frontière est le contour ∂Γi. Le théorème de la divergence, qui
transforme une intégrale de surface en intégrale de contour, permet
d’écrire :
1
Γi
1
∫∫Γ ∇q dΓi = Γi ∫∂Γ q n d∂Γi
i
( 3.28 )
i
La formule ( 3.28 ) permet l’évaluation de la moyenne des dérivées
premières ∇q à l’aide d’une intégrale de contour. Comme déjà
mentionné plus haut, le remplacement de cette valeur moyenne par
la valeur au centre de gravité G de l’élément Ωi constitue une
approximation du premier ordre. Si G était le centre de gravité du
ème
super volume de contrôle Γi, alors ce remplacement serait du 2
ordre de précision.
La définition de la moyenne permet d’écrire ( 3.28 ) sous la forme :
1
~
∇qG =
Γi
1
∫∫Γ ∇q dΓi = Γi ∫∂Γ q n d∂Γi
i
i
- 118 -
( 3.29 )
Il est possible de démontrer que les dérivées premières sont
calculées avec une erreur du premier ordre si l’intégrale de contour
est résolue par la méthode des trapèzes. Cette méthode s’impose
logiquement puisque les flux sont connus sur les sommets des
segments de droite constituant ∂Γi. La méthode des trapèzes permet
l’écriture de ( 3.29 ) sous la forme :
1
~
∇qG =
Γi
Ni
∑
j =1
q Aj + qB j
2
l j nj
( 3.30 )
où Ni est le nombre de segments de droite composant le contour, Aj
et Bj sont les nœuds de départ et d’arrivée du segment j, lj est la
longueur du segment j et nj sa normale. Si les Ni nœuds de la
frontière ∂Γi sont numérotés de 1 à Ni dans le sens trigonométrique
et si le nœud Ni+1 est considéré identique au nœud 1 car le contour
est fermé, alors l’équation ( 3.30 ) peut s’écrire sous une forme plus
concise :
G
~
∇qG = D q
( 3.31 )
avec :
q 
G  1
q= # 
q 
 Ni 
( 3.32 )
et D une matrice de poids de dimension 2Ni. Elle présente l’avantage
de ne devoir être évaluée qu’une seule fois pour chaque volume fini
car elle ne dépend que de la géométrie du maillage. Cette matrice D
est donnée par :
D=
1
2Γi
y 2 − y Ni

 x 2 − xN i
" y j +1 − y j −1 " y 1 − y N i −1 

" x j +1 − x j −1 " x1 − xN i −1 
( 3.33 )
La somme des termes situés sur une ligne de cette matrice est nulle,
ce qui permet d’écrire :
- 119 -
~
∇qG = D ⋅ ∇q
( 3.34 )
avec :
 q1 − qG 


#
∇q = 

q − q 
G
 Ni
( 3.35 )
A l’aide de l’équation ( 3.27 ), il est ainsi possible d’obtenir la valeur
du flux q en n’importe quel endroit, en particulier sur le milieu de
chaque bord de l’élément Ωi. Cependant, cette reconstruction
linéaire peut engendrer dans certains cas des extremums qu’il s’agit
de limiter. Pour illustrer cette notion, considérons l’exemple
unidimensionnel présenté à la figure 3.9
i-1
a)
i
i+1
x
i-1
i
i+1
x
b)
Figure 3.9 : Illustration de la reconstruction linéaire en unidimensionnel et du principe
du limiteur. a) le limiteur entre en action. b) le limiteur n’entre pas en action.
La reconstruction linéaire consiste dans ce cas à calculer le gradient
de la variable à reconstruire par rapport aux valeurs trouvées chez
les voisins immédiats de l’élément i, puis d’obtenir la valeur en i-1/2,
par exemple, par extrapolation linéaire depuis le centre de gravité de
i. Pour le cas b) présenté à la figure 9.5, on obtient bien :
q i − 1 ∈ [q i −1, q i +1 ]
( 3.36 )
2
- 120 -
mais dans le cas a) par contre, la valeur reconstruite en i-1/2
n’appartient plus à cet intervalle et un extremum local est généré. En
désignant par qmin et qmax la valeur minimale et maximale de tous les
Ni voisins composant le super élément Γi, plus l’élément lui-même, le
principe du limiteur peut s’écrire :
G G ~
q * = qG r − rg ∇qG
(
)
q = q*
si q * ∈ [qmin , qmax ]
q = qmin
si q * < qmin
q = qmax
si q * > qmax
( 3.37 )
Par reconstruction, il est donc possible d’estimer le flux au milieu
d’un bord du volume fini à partir du flux connu en son centre de
gravité. Mais comme un bord est la frontière entre deux volumes
finis, la reconstruction peut être effectuée à partir de chaque élément
pour obtenir, sauf situation exceptionnelle, deux valeurs différentes
du flux pour le même bord, comme le montre la figure 3.10.
qi
qj
Ωj
Ωi
Figure 3.10 : Principe de la continuité du flux sur les bords des volumes finis.
La formulation conservative de la méthode des volumes finis assure
le respect du bilan sur chaque éléments. Par contre, il est nécessaire
d’évaluer le flux à travers chaque frontière de manière unique pour
que le bilan soit conservé sur l’ensemble du modèle. Généralement,
l’estimation du flux q sur le bord à partir des flux reconstruits qi et qj
représente un problème de Riemann unidimensionnel, toujours
quelque peu ardu à résoudre proprement. Mais sur ce point en
particulier, les simplifications apportées par les hypothèses
cinématiques sont particulièrement avantageuses.
- 121 -
La pire idée à ce stade du développement serait de vouloir
moyenner les flux qi et qj pour obtenir le flux unique q. Cette solution
de facilité, qui correspond en fait a effectuer une dérivée spatiale
centrée, serait immédiatement sanctionnée par des instabilités
numériques explosives. Avec les hypothèses cinématiques, les
courbes caractéristiques de l’écoulement sont uniquement dirigée
vers l’aval. Cela équivaut à dire qu’aucune information ne remonte
l’écoulement. Le schéma numérique ne doit pas non plus aller
chercher une partie de l’information à l’aval, comme cela est le cas
pour une dérivée centrée. Par conséquent, seule une dérivée arrière
par rapport à la direction de l’écoulement est possible.
Toujours grâce aux hypothèses cinématiques, le sens de
l’écoulement peut être connu a priori puisqu’il correspond à la
direction de la plus grande pente. Ainsi, il est possible de déterminer,
avant le calcul, quel est le volume fini situé à l’amont du bord et
lequel se trouve à l’aval. En se référant à nouveau à la figure 9.6,
supposons que l’élément Ωi se trouve à l’amont du bord étudié.
Alors, le flux q traversant ce bord est tout simplement le flux qi
reconstruit à partir de l’élément amont Ωi.
3.3. Discrétisation temporelle
L’ensemble des relations présentées jusqu’ici ne permet que
l’estimation de l’intégrale de surface dans l’équation ( 3.19 ). Il reste
encore à choisir une méthode pour l’intégration temporelle qui doit
être au moins du même ordre de précision que le schéma spatial
pour des raisons de consistance. Faitou assure l’intégration spatiale
de l’équation ( 3.19 ) à l’aide de la méthode d’Euler modifiée, du
second ordre de précision.
D’une manière générale, l’équation ( 3.19 ) peut s’écrire sous la
forme :
- 122 -
(φ h )′ = d (φ h ) = fct (h, t )
( 3.38 )
dt
Le terme à droite de l’équation ( 3.38 ) est composé du terme source
S de ( 3.19 ) et de l’intégrale des flux sur la frontière du volume fini.
Ce terme est donc connu. La méthode de Euler modifiée s’effectue
en deux étapes pour chaque pas de temps. Tout d’abord, fct(h,t) est
évaluée au temps t, ce qui permet d’obtenir :
(φ h )t + ∆t 2 = (φ h )t + ∆t (φ h )′t
( 3.39 )
2
Alors, fct(h,t) est à nouveau évaluée avec les valeurs obtenues en
t+∆t/2 pour finalement obtenir les résultats au nouveau pas de
temps :
(φ h )t + ∆t = (φ h )t + ∆t (φ h )′t + ∆t 2
( 3.40 )
La procédure de Euler modifiée utilisée par Faitou est représentée
graphiquement à la figure 3.11.
φh
(φ h )′t
(φ h )′t + ∆t 2
(φ h )t + ∆t
(φ h )t
t
t + ∆t/2
t + ∆t
Figure 3.11 : Représentation graphique de la méthode de Euler modifiée
- 123 -
t
- 124 -
4. FAITOU : un logiciel de simulation de
la formation et du transfert des crues
4.1. Introduction
Depuis un certain temps déjà, les équations des écoulements
hydrauliques sont utilisées en hydrologie pour le calcul de la
formation des crues sur les bassins versants. Cette modélisation est
qualifiée de déterministe à base physique puisqu’elle considère le
cheminement de l’eau contrairement aux modèles globaux tels que
l’hydrogramme unitaire ou les cascades de réservoirs.
L’engouement actuel de la recherche pour cette orientation se justifie
par les nombreux avantages et potentialités qu’offre une approche
physique du phénomène très complexe de la transformation d’une
pluie en hydrogramme sur un bassin versant. Contrairement aux
modèles globaux, fondés sur des paramètres sans signification
physique réelle et obtenus par calage sur quelques événements
mesurés, les modèles à base physique s’appuient sur des
paramètres concrets, tels le coefficient de rugosité de l’écoulement.
En cas de modification majeure du bassin versant, à la suite d’une
étape d’urbanisation par exemple, il est plus aisé d’identifier et
d’ajuster en conséquence les paramètres sensibles d’un modèle à
base physique. En phase de projet, l’effet d’interventions sur le
bassin peut ainsi être estimé avec une certaine fiabilité.
Un autre avantage indéniable des modèles à base physique réside
dans leur faculté de pouvoir prendre en compte la distribution
spatiale des différents phénomènes modélisés. Alors qu’un modèle
global noie toute la variabilité spatiale des caractéristiques d’un
bassin versant dans quelques paramètres à caler, le modèle à base
physique permet l’intégration de toute la richesse d’information sur la
topographie, l’occupation du territoire, la répartition spatiale des
- 125 -
pluies, les différents types de sols et bien d’autres encore. L’accès à
ce type de données est actuellement facilité par l’avènement des
systèmes d’informations géographiques (SIG).
L’application des équations de l’onde cinématique aux écoulements
sur plan représente le modèle hydrologique à base physique le plus
répandu et le plus décrit dans la littérature spécialisée. L’applicabilité
des simplifications cinématiques aux écoulements de surface est
aujourd’hui admise, bien que nourrissant toujours des débats
scientifiques. L’hypothèse de l’onde cinématique offre des
simplifications de calcul qu’aucun chercheur ne saurait dénier. Par
contre, le choix d’une loi de frottement se fixe généralement sur les
relations de Chézy ou de Manning-Strickler. Or, ces lois ne
permettent pas une modélisation fiable du ruissellement de surface.
Le coefficient de rugosité de ce type de relations sort complètement
de leur domaine de validité dès qu’il est calé sur des événements
mesurés. Il perd alors sa signification physique pour pallier le biais
de modélisation de l’écoulement de surface. L’introduction de la
nouvelle loi établie pour le modèle en billes, ainsi qu’une description
plus fine du cheminement des eaux, devraient par contre permettre
de renouer avec une modélisation à base physique, telle que
souhaitée.
La loi de comportement du ruissellement de surface n’est pas la
seule cause du biais de modélisation qui découle sur des valeurs
aberrantes du coefficient de rugosité. Ainsi, le concept d’une lame
d’eau qui se développe régulièrement sur un plan d’écoulement,
parfois de grande longueur, ne correspond pas à la réalité physique
du ruissellement de surface sur un terrain naturel. En effet, après
quelques mètres ou quelques dizaines de mètres, les irrégularités de
surface favorisent la concentration de l’écoulement en filets d’eau.
Par conséquent, les modèles hydrologiques en cascade de plans,
pouvant mesurer plusieurs centaines de mètres de longueur et ayant
des ambitions de modèles déterministes, engendrent un fort biais de
modélisation par une prise en compte trop simpliste du cheminement
des eaux.
- 126 -
L’objectif du modèle Faitou est de réduire autant que possible les
biais de modélisation, par la prise en compte de la nouvelle loi
d’écoulement d’une part, et par une modélisation plus fine de la
topographie du bassin d’autre part.
4.2. Description du logiciel
La prise en compte de la nouvelle loi de comportement dans le
calcul des écoulements de surface doit permettre d’améliorer la
fiabilité des simulations visant à transformer les pluies en débits sur
un bassin versant. Cette amélioration tient en particulier au fait que
le domaine de validité de cette loi couvre les situations de crues
extrêmes. Jusqu’ici, seule la foi en la constance du coefficient de
rugosité permettait l’estimation de débits extrêmes, pour lesquels et
par définition il n’existe aucune mesure permettant le calage de ces
paramètres.
Sans une remarquable puissance de calcul, le développement de
modèles déterministes d’écoulement de surface, entièrement
distribués spatialement et non-stationnaires, n’est tout simplement
pas envisageable. Mais les développements spectaculaires de
l’informatique autorisent aujourd’hui l’élaboration de tels modèles
numériques. Une augmentation de la complexité et du volume des
calculs n’est pas à confondre avec une augmentation de la qualité
des résultats. Pourtant, même en gardant cette réflexion toujours à
l’esprit, il serait fort dommage de ne pas explorer ce formidable
potentiel.
La modélisation de la géométrie d’un bassin versant par quelques
surfaces planes a montré ses limites. Franchissons un pas
supplémentaire et utilisons la source de données la plus détaillée sur
la topographie, à savoir le modèle numérique de terrain (MNT),
appelé également parfois modèle numérique d’altitudes.
- 127 -
En Suisse, l’Office Fédéral de la Topographie a achevé l’élaboration
du MNT à maille de 25 mètres pour l’ensemble de son territoire.
Concrètement, il s’agit d’une matrice dans laquelle chaque cellule
contient l’altitude d’un point du terrain. La distance entre deux
cellules est de 25 mètres. L’ensemble de ces points définit
entièrement la surface du relief, comme illustré par l’exemple de la
figure 4.1.
Figure 4.1 : Vue perspective du modèle numérique de terrain de la région de
Mattmark en Valais. Le lac de Mattmark est visible sur le bas de l’image. Vue créée
avec le logiciel HiQ de National Instruments. Modèle numérique de terrain MNT25, 
1994 Office fédéral de topographie
- 128 -
Au lieu de ne considérer que quelques plans, Faitou traite
l’ensemble de la topographie définie par le MNT. L’écoulement de
surface se produit sur l’ensemble des facettes s’appuyant sur les
points d’altitudes du MNT. Après une longueur d’écoulement
superficiel correspondant à quelques facettes de 25 mètres, le
ruissellement alimente latéralement le réseau des cours d’eau qui
achemine le débit jusqu’à l’exutoire du bassin versant.
Ecoulement
quasi-3D sur plan
Ecoulement 1D en rivière
Figure 4.2 : Représentation schématique des divers types d’écoulement considérés
dans le modèle Faitou.
Avec cette modélisation, schématisée par la figure 4.2, la distribution
spatiale de chaque paramètre devient très aisée. Chaque facette est
caractérisée par une pente, une surface, un coefficient de rugosité,
une loi d’infiltration, etc… qui dépendent des caractéristiques du
terrain à l’endroit considéré. Selon la même approche, la pluie reçue
par chaque facette peut être modulée afin de tenir compte de sa
répartition spatio-temporelle. A la limite, chaque facette peut recevoir
une pluie différente !
De même, le réseau d’écoulement 1D en rivière est modélisé par un
ensemble des profils en travers pouvant reproduire toutes les
variations et complexités de la géométrie.
- 129 -
D’apparence très simple pour ne pas dire simpliste, cette
modélisation des écoulements sur un bassin versant requiert une
base théorique adéquate ainsi qu’une géométrie adaptée aux
équations retenues. De plus, des outils de génération automatique
du modèle numérique de calcul sont absolument indispensables au
vu des très grandes quantités de données à gérer.
Pour s’en convaincre, il suffit de signaler qu’un modèle numérique de
terrain à mailles de 25 mètres représentant la surface couverte par
une carte nationale au 1 : 25’000 est constitué de 701 colonnes et de
481 lignes, soit un total de 337’181 altitudes, ou encore 1600
2
altitudes par km . Il n’est donc pas raisonnable de croire que
l’établissement du modèle de calcul, avec tous ses liens
topologiques, puisse se faire « à la main ». Ce travail demanderait
un temps considérable et serait certainement encore truffé d’erreurs
rendant impossible toute tentative de simulation numérique.
Un modèle numérique de terrain contient toujours quelques
« accidents ». Il existe très souvent, même dans des bassins
versants alpins à fortes pentes, des zones horizontales ou pire
encore, des dépressions locales qui entraînent des augmentations
d’altitude le long d’un chemin d’écoulement. En présence de ces
« trous », les algorithmes de délimitation automatique du bassin
versant fondés sur la direction des vecteurs pente et orientation de
chaque cellule ne savent plus par où continuer et s’arrêtent en
perdant ainsi parfois une grande partie du bassin.
Ces inconvénients présentent plusieurs origines. La littérature
spécialisée propose quelques dizaines d’algorithmes possibles pour
générer un MNT à partir d’un semis de points XYZ. Chaque méthode
présente des avantages et des inconvénient dépendant du type de
relief rencontré, mais aucune n’arrive encore à faire l’unanimité
aujourd’hui. Les altitudes observées dans un MNT sont en général
toutes interpolées à partir de points voisins et sont donc sujettes à
discussion. De plus, la résolution de 25 mètres de la matrice ne
permet pas de détecter les petites particularités de la topographie,
- 130 -
comme certaines gorges, éléments pourtant essentiels dans le
cheminement des eaux.
Face à ce constat, il apparaît indispensable d’autoriser une certaine
modification de la topographie afin de pouvoir générer
automatiquement et de manière fiable à la fois le réseau de rivières
et le modèle en volumes finis de la surface.
4.3. Génération du réseau de rivières
La détermination du réseau de rivières en mode matriciel débute par
le calcul de la convergence. Cette opération consiste à attribuer à
chaque cellule de la matrice la taille, exprimée en nombre de
cellules, de son sous-bassin versant. Cet algorithme commence par
trier les altitudes par ordre décroissant. Puis, de la cellule la plus
haute jusqu’à la cellule la plus basse, il détermine vers laquelle des 8
cellules voisines l’écoulement va se diriger. Ce choix s’effectue en
calculant chaque pente entre la cellule traitée et ses voisines. La
plus grande pente obtenue permet de désigner la cellule cible. En
désignant par l’indice o la cellule origine et par l’indice c la cellule
cible, la valeur de convergence C de cette dernière s’obtient alors
par :
Cc = C c + C o + 1
( 4.1 )
Bien évidemment, cette dernière relation est à considérer comme
une instruction d’un langage de programmation et non pas comme
une équation mathématique. En présence d’une dépression locale,
où aucune pente nulle ou descendante n’est trouvée, la convergence
de la cellule origine est modifiée de la façon suivante :
Co = Co + 0.5
( 4.2 )
De cette manière, les lignes de crêtes du bassin versant possèdent
une convergence nulle alors que les fonds de vallées présentent une
- 131 -
convergence élevée. Il faut encore relever que cet algorithme ne
permet pas d’obtenir des valeurs de convergence croissantes
jusqu’à l’exutoire, vu le traitement appliqué en présence de
dépressions locales du modèle numérique de terrain. La figure 4.3
présente un exemple de carte de convergence obtenue par Faitou.
Figure 4.3 : Carte des convergences calculée par Faitou sur l’ensemble du modèle
numérique de terrain correspondant à la carte nationale No 1346, Chanrion. Le lac de
Mauvoisin apparaît au centre de la carte. Les zones blanches correspondent à des
petites valeurs de convergence, alors que les zones noires indiquent une forte
convergence. Cette carte des convergences fait ressortir clairement le réseau drainant
d’un bassin versant.
Une fois les convergences obtenues pour l’ensemble de la matrice,
la détermination des segments de rivières peut débuter. Pour cela,
un paramètre Cmin doit être choisi. Ce paramètre fixe la valeur seuil
de convergence à partir de laquelle une rivière doit être considérée.
Cmin permet de moduler le niveau de détail du réseau de rivières. Le
choix d’une valeur basse implique la génération d’un réseau drainant
- 132 -
très dense, alors qu’une valeur élevée ne va détecter que les cours
d’eau principaux.
La détermination des segments de rivières ressemble fortement au
calcul des convergences. Au lieu d’être effectué sur les valeurs
d’altitudes, ce dernier est réalisé sur les valeurs de convergence
elles-mêmes qui sont tout d’abord triées par ordre croissant. Chaque
valeur supérieure à Cmin marque le début d’un segment. La fin du
segment, la cellule cible, est déterminée par une succession de
critères.
Le premier critère de choix repose sur la pente maximale, comme
pour le calcul de convergence, et permet de trouver la fin du
segment de rivière. Si plusieurs pentes entre la cellule origine et ses
8 voisines sont identiques, alors l’algorithme se dirige vers la cellule
voisine qui présente la plus grande valeur de convergence.
Finalement, si aucun des critères précédents n’est rempli, le
passage est forcé dans la direction de la cellule voisine la plus
basse, même si celle-ci est située plus haut que la cellule origine. Ce
traitement est nécessaire pour sortir des dépressions locales du
modèle numérique de terrain.
La troisième phase de cet algorithme de recherche du réseau de
rivières consiste à assurer une pente descendante pour chaque
segment déterminé. Si un segment à pente montante a été généré,
l’altitude z de la cellule cible est corrigée et abaissée selon la
relation, exprimée en mètres :
zc = zo − 0.01
( 4.3 )
Malgré une certaine réticence à modifier le modèle numérique de
terrain original, cette opération demeure indispensable pour forcer le
passage dans certaines zones tourmentées de la topographie.
Certaines régions alpines, comme les petits lacs naturels, présentent
un exutoire très encaissé et de petite dimension. Ce niveau de détail
échappe à la résolution du MNT à mailles de 25 mètres et aucun
point d’altitude n’est pris dans la gorge.
- 133 -
Cette modification des altitudes peut également être considérée
comme un filtre numérique élaboré, appliqué au MNT. Au lieu de
modifier sans distinction l’ensemble des altitudes par un filtre
numérique de type moyenne ou médiane, comme cela est souvent
recommandé dans la littérature, l’algorithme développé ne corrige le
MNT que dans quelques régions ciblées en fonction du réseau
drainant.
Ces trois phases, à savoir le calcul de la convergence, la
détermination des segments de rivière et la correction des altitudes,
représentent une itération du processus global de génération
automatique du réseau drainant. L’algorithme itère sur ces trois
phases jusqu’au moment ou plus aucune altitude sur le MNT n’est à
corriger. Le résultat obtenu est une collection de segments de
rivières, définis par leur origine et leur fin, ainsi qu’un nouveau
modèle numérique de terrain qui assure la continuité des pentes
descendantes sur l’ensemble du réseau de rivières.
4.4. Génération du modèle de surface
Une simulation par Faitou de la formation et du transfert des crues
sur un bassin versant requiert un couplage entre le modèle 2D de
surface et le modèle 1D des rivières. Chaque segment de rivière
compris entre deux profils est alimenté par deux hydrogrammes
latéraux, c’est-à-dire sur chacune de ses rives. Pour assurer
l’intégrité de ce couplage, Faitou génère en fait simultanément le
modèle de rivières et le modèle de surface.
Pour commencer, la détermination du réseau de rivières est lancée
sur l’ensemble du modèle numérique de terrain, mais avec le
paramètre Cmin = 0.4. Cela signifie que chaque point du MNT fait
partie d’un segment de rivière. De cette façon, tous les chemins
d’écoulements sont certains d’avoir une pente descendante non
nulle, condition indispensable au calcul selon les hypothèses
cinématiques.
- 134 -
Puis vient la délimitation automatique du bassin versant. Cette
opération requiert l’introduction de la notion d’exutoire. Pour Faitou,
un exutoire est constitué d’un nombre quelconque de segments
créés sur la grille du MNT. Ainsi, un segment choisi sur le tracé d’un
cours d’eau permet de représenter un exutoire ponctuel au bas
d’une vallée. Mais l’ensemble des segments constituant le contour
d’un lac permet de considérer une retenue comme exutoire du
bassin versant. La délimitation automatique du bassin versant
consiste a détecter toutes les cellules du MNT qui convergent vers
l’exutoire. Cette opération se base simplement sur la direction du
vecteur orientation de chaque cellule puisque la continuité des
pentes descendantes et la suppression des dépressions locales ont
été effectuées lors de la détermination du réseau de rivières avec
Cmin = 0.4.
A ce moment, une nouvelle détermination du réseau de rivières a
lieu avec la valeur du paramètre Cmin souhaitée. Seuls les segments
de rivières faisant partie du bassin versant sont créés. La génération
du modèle de surface peut dès lors débuter.
Volumes finis à diagonale gauche
Volumes finis à reconstruction constante
Segments de rivières
Segments du bord du bassin versant
Figure 4.4: Principales difficultés du maillage automatique de Faitou.
- 135 -
La figure 4.4 regroupe les principales difficultés que doit surmonter le
mailleur automatique des volumes finis. Tout d’abord, pour les
raisons d’intégrité citées plus haut entre les modèles 2D et 1D,
aucun bord de volume fini ne doit traverser un segment de rivière.
Faitou ne génère que des volumes finis triangulaires sur les points
du MNT. Par défaut, chaque triangle est créé avec une diagonale
« droite ». Mais par endroit, le respect des segments de rivières
demande une diagonale « gauche ». Cette même difficulté est
rencontrée sur la frontière du modèle. Au fur et à mesure de la
création des éléments, les données topologiques sont également
établies. Elle concernent essentiellement les relations de voisinage
pour les bords de chaque volume fini. En effet, la méthode
numérique présentée au chapitre 3 exige la connaissance, pour
chaque bord, de son voisin de droite et de gauche, ainsi que de son
voisin amont et aval.
Après la génération complète des volumes finis, le pré-processeur
de Faitou s’occupe de créer pour chaque élément les super volumes
de contrôle indispensables à la reconstruction linéaire. Là
également, la présence du réseau de rivières complique
passablement cette tâche. Les super volumes de contrôles qui
servent à déterminer le gradient du flux sur chaque volume fini ne
doivent jamais traverser une rivière. En effet, les flux sur les
différentes rives d’une rivière sont totalement indépendants et il
serait aberrant d’estimer leur variation en allant voir ce qui se passe
de l’autre coté d’un cours d’eau. Cette situation implique que certains
volumes finis sont forcés à une reconstruction constante par manque
de voisins, comme le montre également la figure 4.4.
- 136 -
5. Quelques exemples pratiques
d’application
5.1. Simulation du basin versant de
Mattmark
Le bassin versant de Mattmark, en Valais, a été choisi pour effectuer
le premier test de validité du modèle Faitou. La documentation
disponible sur la crue du 23 au 25 septembre 1993 dans cette région
explique en grande partie les raisons de ce choix. Cette crue, au
caractère exceptionnel, a entraîné le premier déversement par
l’évacuateur de la digue de Mattmark depuis sa construction.
2
Le bassin versant de la retenue occupe une surface de 37 km au
fond de la vallée de la Viège de Saas. Son altitude varie entre 2200
et 3900 m et sa pente moyenne est de 21%. Il est principalement
composé de sols incultes et de rochers, les glaciers occupant tout de
même 22% de sa surface. La figure 5.1 présente une vue de la
région de Mattmark sous la forme d’une carte des ombres obtenue
par Faitou.
- 137 -
Figure 5.1 : Vue de la région de Mattmark. Sur cette carte des ombres obtenue par
Faitou, la digue est visible au centre, appuyée contre la moraine sud du glacier de
l’Allalin. Le lac de retenue s’étend en direction du sud.
5.1.1.
Génération du modèle de calcul
La première étape de la simulation consiste à élaborer le maillage du
bassin versant en volumes finis ainsi qu’à générer le réseau de
rivières, comme cela est présenté sous 4.3. Le modèle numérique
de terrain de la région, avec une résolution de 250 m, constitue
l’information de base pour la réalisation de ce travail. A ce niveau de
définition, il a été choisi de considérer le début d’une rivière après la
convergence de 3 cellules. De cette façon, le réseau de rivières
généré correspond bien avec les cours d’eau mentionné sur la carte
nationale au 1 :25'000. Cette procédure aboutit au modèle présenté
à la figure 5.2.
- 138 -
Figure 5.2 : Modèle de calcul généré sur la base du MNT 250. Les volumes finis sont
teintés en fonction de leur plus grande pente. Le réseau de rivières apparaît en blanc.
Le lac se situe tout au nord de cette carte.
L’aspect de cette image peut sembler de prime abord quelque peu
grossier. Il faut cependant relever que ce modèle compte tout de
même 1071 volumes finis, 1863 bords où les flux sont estimés, 290
profils en travers ainsi que 36 jonctions de rivières.
Il serait envisageable d’utiliser un modèle numérique de terrain à
résolution plus fine, à mailles de 50 m par exemple. Le modèle
généré pour ce cas est présenté à la figure 5.3.
- 139 -
Figure 5.3 : Modèle de calcul généré sur la base du MNT 50. Les volumes finis sont ici
teintés en fonction de la composante en x (est-ouest) de leur orientation. Le réseau
des rivières apparaît en blanc.
A ce niveau de résolution, le modèle de surface compte 28'229
volumes finis et 46'472 bords, et le modèle de rivières gère 4723
profils en travers et 385 jonctions. Pour le premier test de Faitou à
l’échelle du bassin versant, il a paru raisonnable d’utiliser le modèle
à 250 m, qui offre déjà une bonne discrétisation spatiale.
Dans un même esprit de simplification, le réseau de rivières est
calculé avec le modèle de l’onde diffusante et non pas avec les
équations complètes de St-Venant. Les fortes pentes rencontrées
dans ces rivières justifient pleinement l’usage de ce modèle simplifié.
5.1.2.
Simulation de la crue de septembre 1993
Les données de pluies et de débit ont été établies dans le cadre du
projet Cruex (Cruex 1995). Comme le bassin versant ne dispose pas
- 140 -
d’une station limnimétrique, la crue a été reconstituée à partir des
enregistrements du niveau du lac et des données d’exploitation de
l’aménagement hydroélectrique. Selon les méthodes de calcul
utilisées pour cette opération, le débit de pointe de la crue peut être
3
estimé entre 134 et 152 m /s .
La densité des éléments en section s a été fixée à s = 0.99, valeur
proche de l’unité, et n’a pas été soumise au processus de calage.
Cette valeur de s permet à l’écoulement de disposer d’une faible
section d’écoulement pour les très petites hauteurs d’eau, ce qui
n’est pas le cas pour s = 1. L’optimisation des deux autres
paramètres du modèle, à savoir le diamètre équivalent D et la
densité de couverture p, a été réalisée « à la main ». Après quelques
essais, l’hydrogramme présenté à la figure 5.4 a été obtenu avec D =
0.5 m et p = 0.1.
Compte tenu des incertitudes liées à la reconstitution des
hydrogrammes ainsi qu’à la définition de la pluie, il peut être admis
que la crue simulée par Faitou reproduit bien le comportement
mesuré, et ceci sans recours à un processus de calage excessif. Il
n’est pas indispensable, en effet, d’optimiser les paramètres D et p
au-delà de la première décimale pour obtenir un bon résultat. Cette
faible sensibilité du modèle par rapport à la valeur prise par ses
paramètres est un gage de qualité et de robustesse, particulièrement
lorsqu’il est utilisé en extrapolation pour simuler des crues extrêmes.
- 141 -
160
Reconstitution CRUEX
140
Reconstitution KWM
120
3
Débit (m /s)
Simulation Faitou
100
80
60
40
20
0
100000
121600
143200
164800
186400
208000
229600
251200
272800
294400
Temps (s)
Figure 5.4 : Comparaison entre les hydrogrammes reconstitués dans la retenue de
Mattmark et la simulation Faitou avec D = 0.5 m, p = 0.1 et s = 0.99.
5.2. Simulation du bassin versant de la
Veveyse
Afin de renforcer la conviction de la validité du modèle Faitou, il a été
choisi de le soumettre à un deuxième test sur un bassin versant aux
caractéristiques fort différentes de celui de Mattmark. Redescendons
des sommets alpins pour étudier le bassin versant de la Veveyse
situé en bordure du plateau suisse à proximité du lac Léman.
2
Une station limnimétrique du SHGN enregistre les débits à l’entrée
du voûtage des Toveires, à l’amont immédiat de la ville de Vevey.
L’emplacement de cette station coïncide avec l’exutoire choisi du
bassin versant. Les données de débit et de pluie utilisées ici ont été
2
SHGN : Service Hydrologique et Géologique National
- 142 -
collectées dans le cadre d’une étude effectuée au Laboratoire de
Constructions Hydrauliques (LCH) de l’Ecole Polytechnique Fédérale
de Lausanne(EPFL).
2
Le bassin versant de La Veveyse occupe une surface de 62 km .
Son altitude est comprise entre 372 et 2014 ms.m. Son régime
hydrologique est caractérisé par des montées en crue très rapides.
3
Le plus grand débit mesuré, le 8 juillet 1965, a été de 165 m /s .
Comme pour Mattmark, le modèle de calcul a été généré sur la base
du MNT à 250 m de résolution. Il est présenté à la figure 5.5 ainsi
que les deux affluents principaux, la Veveyse de Fégire et la
Veveyse de Châtel, qui se rejoignent avant de descendre en
direction de la ville de Vevey.
Veveyse de Châtel
Jonction principale
Veveyse de Fégire
Figure 5.5 : Modèle de calcul du bassin versant de la Veveyse. Les volumes finis sont
teintés selon leur pente.
La crue du 8 juin 1990 a été choisie pour tester le modèle Faitou sur
ce bassin versant. Le résultat obtenu est présenté sur la figure 5.6
en superposition de la crue mesurée.
- 143 -
Cette simulation a été effectuée avec les paramètres D = 0.1 m et p
= 0.4 en ayant fixé a priori s = 0.99. Ce résultat a une nouvelle fois
été obtenu après quelques essais « à la main », sans processus
d’optimisation automatique.
Afin de mettre en évidence tout le potentiel d’une modélisation
entièrement distribuée spatialement, la zone de la jonction entre la
Veveyse de Fégire et la Veveyse de Châtel montrée à la figure 5.7,
est examinée dans le détail.
La figure 5.8 présente les hydrogrammes simulés dans les trois
branches de cette jonction. La contribution de chaque affluent peut
être analysée séparément. L’effet du routage jusqu’à l’exutoire du
bassin versant est également visible puisqu’au début de la crue, le
débit à l’aval de la jonction est supérieur au débit simulé à l’exutoire
du bassin versant, situé environ 4 km en aval..
100
90
80
Mesure
Simulation Faitou
Débit (m3/s)
70
60
50
40
30
20
10
0
570000
591600
613200
634800
656400
678000
699600
Temps (s)
Figure 5.6 : Comparaison entre la crue mesurée le 8 juin 1990 et la simulation Faitou,
avec D = 0.1 m, p = 0.4 et s = 0.99.
- 144 -
Veveyse de Châtel
Veveyse de Fégire
T1
T3
T2
Jonction
Figure 5.7 : Détail du modèle Faitou dans la zone de la jonction des deux affluents
principaux.
100
90
80
Débit (m3/s)
70
Hydrogramme à l'exutoire
60
Veveyse de Fégire
50
40
Veveyse de Châtel
30
Hydrogramme à l'aval de la
jonction
20
10
0
620000 625000 630000 635000 640000 645000 650000
Temps (s)
Figure 5.8 : Détail des hydrogrammes de la jonction de la Veveyse de Châtel et de la
Veveyse de Fégire.
En plongeant plus profondément dans le détail, la figure 5.9 présente
les hydrogrammes latéraux alimentant le réseau de rivières au
- 145 -
voisinage de la jonction, dont la localisation est précisée sur la figure
5.7. L’influence de la surface et de la topographie de chaque sous
bassin sur l’aspect de l’hydrogramme est ici mise en évidence.
0.7
0.6
Débit (m3/s)
0.5
0.4
Hydrogramme T1
0.3
Hydrogramme T2
Hydrogramme T3
0.2
0.1
0
620000 625000 630000 635000 640000 645000 650000
Temps (s)
Figure 5.9 : Hydrogrammes latéraux alimentant les deux tronçons amont et le tronçon
aval de la jonction présentée à la figure 5.7.
La crue simulée à l’exutoire du bassin versant de la Veveyse résulte,
en fait, de la combinaison et du routage en rivières de 630
hydrogrammes latéraux, tels que les 3 présentés à la figure 5.9.
5.3. Simulation du bassin versant des
Toules
Le barrage voûte des Toules est situé en Suisse, plus précisément
dans le canton du Valais et sur la route historique du col du Grand
St-Bernard. Sa ligne de crête supérieure est le sommet des Alpes
valaisannes formant la frontière entre la Suisse et l’Italie. Faisant
partie du bassin versant du Rhône, la direction principale
d’écoulement est sud-nord. Sur la carte des ombres présentées à la
figure 5.10, le plan d’eau de la retenue ainsi que le bassin versant
- 146 -
naturel sont bien visible. La description détaillée de cet
aménagement hydroélectrique et de son bassin versant est donnée
par Boillat et al. (1999).
Figure 5.10. Carte des ombres de la région de la retenue des Toules obtenue à l’aide
de Faitou et résultat de la génération automatique du modèle de calcul
5.3.1.
Simulation de la crue de septembre 1993
A titre d’illustration du potentiel du modèle Faitou, la crue historique
de septembre 1993 à été simulée. La figure 5.11 présente
graphiquement cet événement.
La pluie représentée ici est directement l’enregistrement à pas de
temps de 10 minutes effectué à la station météorologique du Grand
St-Bernard. Il s’agit donc bien de la pluie brute qui est directement
donné à la simulation numérique. Bien que ce point n’ait pas été
développé dans cette communication, le modèle Faitou considère
une infiltration, également spatialement distribuée. Ceci est évident
- 147 -
lorsqu’on observe la réponse quasi nulle du bassin versant durant le
premier jour de pluie.
60
0
50
5
40
10
30
15
Measured discharge
Faitou simulation
20
20
Hydrograph entring rivers
10
25
Rainfall
0
30
0
18000
36000
54000
72000
90000
108000 126000 144000 162000 180000 198000
Time (s)
Figure 5.11. Simulation de la crue de septembre 1993 à l’aide du modèle Faitou.
La figure 5.11 présente également l’hydrogramme « virtuel » entrant
dans le réseau des rivières. Cet hydrogramme ne peut être mesuré
en réalité, mais correspond à la sortie du modèle 2D du
ruissellement de surface. Il est calculé par adition simultanée de tous
les apports entrant dans les rivières. Son intérêt est de le comparer
- 148 -
Rainfall intensity (m/s)
Discharge (m3/s)
La crue mesurée présente un aspect qui peut paraître surprenant. Il
faut savoir qu’il n’existe aucune station de jaugeage à l’entrée de
cette retenue et que cet hydrogramme a été reconstitué par calcul
sur la base des enregistrements du niveau du lac et des données
d’exploitations de la centrale (pompage et turbinage). La précision
de la mesure du niveau du plan d’eau explique la présence de
paliers de débit constant.
avec l’hydrogramme entrant dans la retenue (dénommé par
Simulation Faitou sur la figure 5.11) afin de mesurer l’effet de
routage du réseau hydrographique.
Il peut être admis, au vu de cette représentation graphique, que le
modèle Faitou est en mesure de reproduire fidèlement le
comportement d’un bassin versant.
- 149 -
- 150 -
6. Conclusions
La première partie de cette communication traite par le détail les
aspects théoriques de l’écoulement hydrologique en fine lame. A
partir des équations hydrauliques de base, tout le développement
analytique est présenté et toutes les simplifications possibles des
équations sont analysées, expliquées et justifiées. La prise en
compte des discontinuités, phénomène omniprésent en hydraulique
de surface, occupe une place importante dans cette analyse.
S’il apparaît que la résolution des équations dynamiques complètes
n’est pas indiquée pour un écoulement hydrologique en fine lame
considéré à l’échelle du bassin versant, les hypothèses diffusive et
cinématique constituent les compromis les mieux adaptés.
L’hypothèse cinématique, qui ne conserve que les termes de gravité
et de frottement, offre la simplification mathématique la plus radicale,
avec sa relation explicite vitesse – épaisseur de lame ruisselante. En
regard de la discrétisation spatiale envisageable actuellement par les
moyens informatiques, elle apparaît comme une alternative
intéressante. La simplicité de l’expression mathématique, qui lie la
vitesse à la pente topographique a cependant un prix : elle exige une
pente définie non nulle et positive sur l’ensemble du bassin versant.
La mise en œuvre de cette expression simplifiée demande donc un
traitement préalable de la topographie, parfois délicat à réaliser en
conditions réelles. Le modèle mathématique n’en demeure pas
moins non-linéaire et capable d’induire des ressauts hydrauliques
« simplifiés », ce qui implique la mise en œuvre de schémas de
résolution capturant les chocs.
L’hypothèse diffusive, quant à elle, conserve le terme de gradient de
pression. La pente « motrice » de l’écoulement redevient plus
logiquement la pente de la ligne d’eau, et non plus la pente de fond
comme dans le cas cinématique. La prise en compte de ce terme
implique la formation de ressauts hydrauliques mathématiquement
- 151 -
continus. La dimension de ces « transitions » est cependant à
comparer avec la discrétisation spatiale du domaine. Une estimation
de l’ordre de grandeur de ce terme, indique qu’il est environ mille fois
inférieur par rapport au frottement et à la gravité. Si le traitement
topographique prérequis au calcul ne s’impose plus théoriquement, il
devient, pratiquement, moins important. L’écoulement peut alors
franchir des zones horizontales, et même à contrepente, en
comblant les dépressions locales. La réalité physique de cette zone
de rétention doit par contre être validée par une étude de terrain.
La recherche hydraulique ne s’est intéressée que très peu aux lois
de comportement des écoulements hydrologiques en fine lame. Une
recherche originale dans ce domaine a permis de formuler une
expression adaptée à ces conditions particulières. Sa prise en
compte dans un modèle hydrologique garantit une base physique
réelle au résultat obtenu. Cette expression de la perte de charge se
fonde sur un modèle géométrique de l’état de surface d’un terrain
naturel. Ce modèle simple est constitué d’une surface plane
recouverte de calottes sphériques. La loi de comportement proposée
est valide à la fois pour les écoulements laminaires et turbulents. De
plus, elle garantit une transition régulière entre les deux, condition
indispensable à une simulation numérique. Dans des situations
extrêmes de régime d’écoulement, cette relation se confond avec les
lois reconnues de l’hydraulique de surface.
Un logiciel informatique a été écrit afin de mettre en œuvre les
développements théoriques et expérimentaux effectués. Il autorise
également la création automatique de l’ensemble du modèle
numérique de calcul en assurant une parfaite adéquation entre les
données de base et les équations utilisées. A partir d’un modèle
numérique de terrain, une démarche aisée permet l’obtention rapide
de résultats grâce à un schéma robuste de résolution par volumes
finis non structurés, à pas de temps adaptatifs. Trois exemples
d’application de la méthode et des outils proposés permettent de
juger de sa validité.
- 152 -
Il paraît indéniable que les modèles hydrologiques spatialement
distribuées et à base physique constituent l’avenir de cette activité
aussi difficile que passionnante. Ils permettent tant de réduire les
phase de calage que d’être utilisés en tant qu’outil d’aide à la
décision dans une gestion active de bassin versant. Cette
communication, orientée mécanique des fluides et hydraulique, pose
les bases tant théoriques que numériques et expérimentales d’une
telle approche.
- 153 -
- 154 -
Notations
Symbole
Définition
α
Coefficient de la relation générale hauteurvitesse
Constantes d’intégration
Inconnue intégrée au sens de Reynolds
Partie fluctuante d’une inconnue au sens de
Reynolds
Nombre de Froude généralisé
Epaisseur
caractéristique
de
lame
d'écoulement, hauteur normale à un exutoire
Hauteur d’eau totale
Epaisseur de lame entre l’axe x et la surface
libre
Epaisseur de lame entre le fond et l’axe x
Hauteurs à gauche et à droite d’une
transition
Vitesse d’infiltration
Terme de frottement généralisé
Nombre d’onde cinématique
Longueur caractéristique d’écoulement
Coefficient caractéristique de l’expression
de perte de charge généralisée
Pression
Pression adimensionnelle
Débit par unité de largeur
Débit mesuré par un observateur se
déplaçant avec une discontinuité
Vitesse des précipitations
Pente de fond
Pente énergétique
e, e’
T
f
f ‘’
F0
h0
h
hs
hf
+
h(s , t), h(s ,t)
i
Jf
K0
l0
m
p
p*
q
q’
r
S0
Sf
- 155 -
Sij
ti
t0
Tw
Composantes de turbulence intégrées sur la
hauteur
Composantes du frottement sur le sol
Temps caractéristique
Période d’onde adimensionnelle
ui
Vitesse moyenne sur la hauteur d’eau
ui
ui,0
ui*
U
W0
Vitesse selon l’axe xi
Vitesses caractéristiques selon chaque axe
Vitesse adimensionnelle selon l’axe xi
Vitesse de déplacement du choc
Vitesse caractéristique selon la droite de
plus grande pente
Coordonnées et variables adimensionnelles
Coefficient caractéristique de l’expression
de perte de charge généralisée
Rapport entre une vitesse ui,0 et la vitesse
caractéristique W 0
Angles que font les axes du repère cartésien
trirectangle avec l'axe vertical oz'
Contraintes visqueuses
Masse volumique
Longueurs caractéristiques suivant les axes
xi
Contraintes turbulentes
Contraintes turbulentes adimensionnelles
Paramètres d’inégale répartition de vitesses
sur la hauteur
Coefficient de diffusion
x*, t*, h*, u*
α
εi
θI
τij
ρ
λi
σij
σij*
ρij
µ(h, x)
- 156 -
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Editeur: Prof. Dr A. Schleiss
Prof. Dr A. Schleiss
Laboratoire de constructions hydrauliques - LCH
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