Approche théorique et expérimentale

Les paramètres de contrôle fondamentaux de l’impact d’un obstacle sur les écoulements sont le propre état d’énergie de l’écoulement et la hauteur de l’obstacle.

Lane-Serff et al. (1995) montrent que l’énergie cinétique de l’écoulement, qui s’exprime par le nombre de Froude (Fr), contrôle la capacité de franchissement d’obstacle. Pour un nombre de Froude Fr= 0.5 un écoulement ne peut franchir un obstacle de taille 1,6 fois supérieure à son épaisseur, par contre pour un nombre de Froude Fr=1,5, il pourra franchir un obstacle de prés de 3 fois son épaisseur. D’autres études expérimentales donnent un seuil maximum de franchissement correspondant à une taille de l'obstacle inférieure de 1,5 fois l’épaisseur de la tête de l’écoulement sans préciser l’importance de l’état d’énergie de l’écoulement (Muck & Underwood 1990).

Plus généralement pour un obstacle de taille identique, un écoulement de forte énergie aura une capacité de franchissement plus importante qu’un écoulement de faible énergie si la hauteur de

l’obstacle est inférieure à celle d’écoulement (fig. 11a et fig. 11c). Si l’obstacle est en 3D, pour un écoulement de faible énergie, la partie basse de l’écoulement contournera l’obstacle, et seule la partie turbulente pourra le franchir.

Par contre pour un même état d’énergie et à partir d’une certaine hauteur de l’obstacle, l’écoulement ne peut plus passer par dessus celui-ci quelle que soit son état d’énergie (fig. 11b et fig11d). Plus l’écoulement sera énergique, plus il sera réfléchi contre l’obstacle (fig. 11d). S’il est d’une plus faible énergie, la partie haute pourra être réfléchi contre l’obstacle, la partie basse le contournera (Kneller & McCaffrey 1999).

Figure 11 : Effet du nombre de Froude interne (énergie cinétique de l'écoulement) et du rapport de l'épaisseur de l'écoulement (h) sur la taille de l'obstacle (Z) sur le capacité de franchissement d'un écoulement gravitaire (modifié d'après Kneller & McCaffrey (1999)).

Si l’obstacle est beaucoup plus élevé que la hauteur de la tête du courant, l’écoulement subit un écrasement parallèlement aux bords de l’obstacle qui s’accompagne d’un giclement par dessus celui-ci pouvant atteindre 2 fois l’épaisseur de la tête (fig. 12A). Il s’en suit une réflexion totale sous la forme d’un saut hydraulique (fig. 12A) (e.g. Pantin & Leeder 1987, Rottman & Simpson 1989, Kneller et al. 1991, Edwards 1993, Alexander & Morris 1994, Edwards et al. 1994, Kneller 1995). Un saut hydraulique correspond à une expansion de l’épaisseur de l’écoulement qui s’accompagne de la diminution de la contrainte cisaillante à la base de l’écoulement ainsi que de la vitesse de l’écoulement (diminution de 50%) (Komar 1971, 1973, Garcia & Parker 1989, Garcia 1993). Un saut hydraulique se forme lorsque le régime de l’écoulement passe d’un état supercritique (Fr >1) à un état subcritique (Fr<1).

Pour les courants en ralentissement, ce saut hydraulique reste stationnaire dans l’espace si l'angle entre le courant initial et l'obstacle est important. Dans ce cas, le dépôt sera localisé au pied de l'obstacle. Par contre un courant plus stable dans le temps provoquera une migration vers l'amont de ce saut hydraulique. En conséquence, les dépôts seront moins importants au pied de l'obstacle (Alexander & Morris 1994).

Figure 12 : Evolution de l’influence des topographies sur la dynamique des écoulements en fonction de la diminution de la hauteur de l’obstacle (d’après Alexander & Morris (1994)).

L’ensemble de ces courants de retour se propage perpendiculairement à l'obstacle. Ils peuvent prendre la forme (1) d’ondes internes solitaires de nature quasi-oscillatoire possédant une faible énergie cinétique (ondes A), (2) d’onde à front lisse montrant des ondulations internes distinctes possédant une plus forte énergie cinétique (ondes B) et (3) d’un écoulement gravitaire de forme et d’énergie cinétique identique au courant d’origine (ondes C) (fig. 13).

Ces trois types d'ondes constituent un continuum. Ce sont les écoulements les plus fortement stratifiés qui semblent créer les ondes de plus forte énergie (Pantin & Leeder 1987, Kneller et al. 1991, Edwards et al. 1994).

Figure 13 : Ondes principales nommées A, B et C issues de la réflexion d’un écoulement gravitaire sur un obstacle (d’après (Edwards et al. 1994)).

Alexander & Morris (1994) montrent que des topographies de taille proche de l’épaisseur des écoulements peuvent provoquer également de fortes perturbations sur les écoulements. Si la hauteur de l’obstacle est moins de 2 fois supérieure à la hauteur de l’écoulement (fig. 12BC), les courants subissent un écrasement le long des marges de l’obstacle qui s’accompagne de la création d’un saut hydraulique et de vortex de mélange plus ou moins stationnaire dans l’espace (fig. 14).

Figure 14 : Interaction entre un écoulement gravitaire et un obstacle d’une hauteur proche de l’épaisseur de l’écoulement (modifiée d’après (Alexander & Morris 1994)).

Ces phénomènes entraînent des dépôts d’orientation parallèle aux marges de la topographie (fig. 15) et dont l’épaisseur maximale n'est pas localisée au pied de l'obstacle mais à une certaine distance qui correspond aux conditions initiales de l'écoulement (vitesse, concentration, épaisseur).

Un obstacle perpendiculaire à la direction du courant provoque la formation d'une large ride sédimentaire de forme symétrique légèrement arquée dans la direction du courant (fig. 15).

Un obstacle oblique produira une ride asymétrique en plan, avec une partie courte divergente au niveau du coin amont de l'obstacle et une partie bien développée, allongée le long du bord de l'obstacle, dans la direction parallèle à l'écoulement dévié (fig. 15). La hauteur de la ride sédimentaire est contrôlée par la vitesse de transport des sédiments. Plus la vitesse est rapide, plus la ride formée sera haute.

Figure 15 : Distribution des sédiments consécutives à l’impact d’un courant de turbidité transportant des particules de 90?m pour une concentration initiale de 10% sur un obstacle perpendiculaire (A) et oblique (B) à la direction du courant (modifiée d’après Alexander & Morris (1994)).

Il est important de noter que le passage d’un événement au-dessus d’une topographie ne se marque pas obligatoirement par la disparition de cette topographie sous les sédiments. Les sédiments se déposent de manière variable en amont, au-dessus et en aval de la topographie sans combler totalement l’espace en obstruction par rapport à la direction de l’écoulement.

Pour des topographies de taille très réduite (fig. 12D), bien inférieure à l’épaisseur du courant, l’influence sur la dynamique propre des écoulements sera faible, mais pourra cependant influencer localement la structure et la fabrique des dépôts (Alexander & Morris 1994).

Woods et al. (1998) ont montré que pour des écoulements beaucoup plus épais que la hauteur des topographies, le profil de dépôt consécutif aux perturbations ne sera pas affecté par les topographies alors que l’écoulement subit un changement dans sa dynamique puisque qu’il passe d’un état subcritique à un état supercritique entre l’amont et l’aval de l’obstacle (fig. 16a). Malgré ce changement d’état, les épaisseurs de sédiments déposées sont identiques de part et d’autre de l’obstacle (fig. 16a).

Par contre pour un rapport de taille équivalent entre l’écoulement et l’obstacle, les variations d’épaisseur sont considérables et se marquent par un épaississement en direction de l’obstacle et un amincissement en aval de l’obstacle (fig. 16b).

Figure 16 : Comparaison entre la répartition des épaisseurs des dépôts (rapportées en g/cm² (a) ou en g (b)) pour un écoulement d’épaisseur très supérieure à la hauteur de l’obstacle (a) et pour un écoulement d’épaisseur comparable (b) (d’après Woods et al. (1998)).

Dans le cas d’écoulement cohésifs, la présence d’une topographie peut avoir deux conséquences différentes en fonction de la saturation en eau (Major 1997). Un écoulement faiblement saturé en eau peut être totalement bloqué par une topographie importante et présentant un profil abrupt. Chaque bouffée successive s’accumule en arrière de la précédente contre l’obstacle. Un écoulement fortement saturé sera susceptible de franchir l’obstacle, les bouffées successives passant par-dessus la première bouffée bloquée en pied d’obstacle.