13_103_1 WL rapporten
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid WP 1.2 Literatuurstudie getijwerking en zouttransport in een estuarium DEPARTEMENT MOBILITEIT & OPENBARE WERKEN
waterbouwkundiglaboratorium.be
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid WP 1.2 Literatuurstudie getijwerking en zouttransport in een estuarium
Schramkowski, G.P.; Nnafie, A.; Verwaest, T.; Mostaert, F.
Cover figuur © R.L. Brouwer, 2017 Juridische kennisgeving Het Waterbouwkundig Laboratorium is van mening dat de informatie en standpunten in dit rapport onderbouwd worden door de op het moment van schrijven beschikbare gegevens en kennis. De standpunten in deze publicatie zijn deze van het Waterbouwkundig Laboratorium en geven niet noodzakelijk de mening weer van de Vlaamse overheid of één van haar instellingen. Het Waterbouwkundig Laboratorium noch iedere persoon of bedrijf optredend namens het Waterbouwkundig Laboratorium is aansprakelijk voor het gebruik dat gemaakt wordt van de informatie uit dit rapport of voor verlies of schade die eruit voortvloeit. Copyright en wijze van citeren © Vlaamse overheid, Departement Mobiliteit en Openbare Werken, Waterbouwkundig Laboratorium 2017 D/2017/3241/243 Deze publicatie dient als volgt geciteerd te worden: Schramkowski, G.P.; Nnafie, A.; Verwaest, T.; Mostaert, F. (2017). Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie getijwerking en zouttransport in een estuarium. Versie 2.0. WL Rapporten, 13_103_1. Waterbouwkundig Laboratorium: Antwerpen. Overname uit en verwijzingen naar deze publicatie worden aangemoedigd, mits correcte bronvermelding. Documentidentificatie Opdrachtgever: Keywords (3-5): Tekst (p.): Vertrouwelijk:
Vlaams-Nederlandse Scheldecommissie Ref.: WL2017R13_103_1 (VNSC) Getij, zout, sedimenttransport, estuaria 26 Bijlagen (p.): / ☒ Nee ☒ Online beschikbaar
Auteur(s):
Schramkowski, G.P.
Controle Naam Revisor(en):
Nnafie, A.; Plancke, Y.
Projectleider:
Schramkowski, G.P.
Goedkeuring Coördinator onderzoeksgroep:
Verwaest, T.
Afdelingshoofd:
Mostaert, F.
F-WL-PP10-1 Version 7 Geldig vanaf 03/01/2017
Handtekening
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
Abstract In dit rapport worden resultaten uit de literatuur van ge jvoortplan ng en zoutdynamica in estuaria kort samengevat. Bij de bespreking van ge jvoortplan ng wordt aandacht besteed aan de invloed van de geometrie van het ge jbekken (convergen e) en bodemwrijving. De aard van de ge jgolf (versterking, demping, propaga e) blijkt sterk af te hangen van het rela eve belang van deze effecten. Ook wordt de aard van interne ge j-asymmetrie besproken, alsmede haar relevan e voor sedimen ransport. Dynamische effecten van zoutverdeling in ver kaal goed gemengde estuaria, welke de ge jstroming modificeren en bijdragen aan interne ge j-asymmetrie, worden besproken. De aandacht gaat daarbij uit naar gravita onele circula e en de reststroming die het gevolg is van jdsa ankelijke stra fica e (SIPS). De implica e van beide verschijnselen voor de vorming van estuariene troebelheidsmaxima wordt nader besproken.
Final version
WL2017R13_103_1
III
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
Inhoudsopgave Abstract................................................................................................................... III Lijst van figuren .......................................................................................................... VI 1 Inleiding ..............................................................................................................
1
2 Ge j .................................................................................................................. 2.1 Inleiding ......................................................................................................... 2.2 Geschema seerde geometrie................................................................................. 2.3 Eendimensionale beschrijving van ge jvoortplan ng...................................................... 2.3.1 Wiskundige beschrijving .................................................................................. 2.3.2 Vereenvoudigingen ........................................................................................ 2.3.3 Gereduceerde vergelijkingen............................................................................. 2.4 Ge jvoortplan ng in oneindig lange estuaria............................................................... 2.4.1 Recht kanaal (𝐿b oneindig) ............................................................................... 2.4.2 Ge jbekkens met convergen e .......................................................................... 2.4.3 Compe e tussen convergen e en wrijvng ............................................................ 2.5 Effecten van eindige bekkenlengte ........................................................................... 2.5.1 Staand golfgedrag ......................................................................................... 2.5.2 Resonan e ................................................................................................. 2.5.3 Gemengd propaga egedrag.............................................................................. 2.6 Voorbeeld van ge jpropaga e in estuaria: de Humber (VK) .............................................. 2.7 Ge j-asymmetrie ............................................................................................... 2.7.1 Interne ge j-asymmetrie ................................................................................. 2.7.2 Expliciet voorbeeld: Stokes return flow ................................................................. 2.7.3 Relevan e van ge j-asymmetrie .........................................................................
2 2 2 3 3 3 4 4 5 6 7 7 8 8 9 12 14 14 14 15
3 Zoutdynamica ....................................................................................................... 3.1 Inleiding ......................................................................................................... 3.2 Classifica e van estuaria op basis van stra fica e ......................................................... 3.3 Dynamische effecten van ruimtelijke zoutverdeling ........................................................ 3.3.1 Barokliene drukgradiënt .................................................................................. 3.3.2 Gravita onele circula e .................................................................................. 3.4 Effect van zout op ver kale menging......................................................................... 3.5 Relevan e van zout voor de vorming van troebelheidsmaxima .......................................... 3.5.1 Gravita onele circula e .................................................................................. 3.5.2 SIPS ..........................................................................................................
17 17 17 17 18 18 19 22 23 23
4 Samenva ng en vooruitblik ....................................................................................... 24 Referen es ............................................................................................................... 25
Final version
WL2017R13_103_1
V
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
Lijst van figuren Figuur 1 Figuur 2 Figuur 3 Figuur 4 Figuur 5 Figuur 6 Figuur 7 Figuur 8 Figuur 9 Figuur 10 Figuur 11 Figuur 12
VI
Schets van het modeldomein (a) zijaanzicht, (b) bovenaanzicht. .................................... Varia e van de dimensieloze resonan elengte ℓ (𝑘0 ℓ, ver kale as) als func e van de dimensieloze convergen elengte (𝑘0 𝐿b , horizontale as)...................................................... Varia e van de ver kale 𝑀2 ge jamplitude langsheen een hypothe sch bekken. ................ Vertraging van jds p van hoogwater ten opzichte van de zeerand. ................................ Faseverschil tussen snelheid en waterstand. ........................................................... Gemeten waterstandscurves voor diverse sta ons langs de Humber en Ouse. .................... Waterstand (blauw), ge jdebiet (oranje) en cross-sec oneel gemiddelde snelheid (groen) voor twee sta ons langheen de Humber. ............................................................... Ge j-asymmetrie volgens 𝑢 = cos(𝜎𝑡) + 0.2 cos(2𝜎𝑡 − 𝜙) voor 𝜙 = 0, 45 en 90∘ . .................
3 9 10 10 11 12 13 16
Typisch ver kaal profiel van de gravita onele circula e in een estuarium. ......................... 19 Weergave van het SIPS mechanisme. .................................................................... 20 Ge jgemiddelde horizontale stroming ten gevolge van het SIPS mechanisme (Cheng e.a., 2010). 21 Gemiddelde zout-en sedimentconcentra e in de Guadalquivir jdens dood j (bovenste twee panelen) en spring j (onderste twee panelen). ........................................................ 22
WL2017R13_103_1
Final version
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
1 Inleiding Dit rapport betre de oplevering van deliverable 1.2 van WL-project 13_103 ”Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid”. Deze deliverable betre een literatuurstudie in het kader van werkpakket 1. Bij het opstellen van dit rapport zijn specifieke keuzen gemaakt. Zo is er in de eerste plaats gekozen te kijken naar hydrodynamica eerder dan sedimen ransport. Dit sluit aan bij het feit dat veel van de hydrodynamica die gerelateerd is aan het ontstaan van hypertroebelheid, nog onderzocht moet worden. Ook eerdere recente rapportages (zie Winterwerp, 2013) legden om deze reden een nadruk op de waterbeweging. Een tweede keuze betre de nadruk op fysische mechanismen eerder dan analyse van waarnemingen. Dit is geheel in lijn met de opzet van het project waarbij geïdealiseerde modellering wordt gebruikt om het belang van individuele fysische processen te iden ficeren. In Hoofdstuk 2 wordt een overzicht gegeven van de literatuur van ge jvoortplan ng in estuaria. Op basis van een vereenvoudigde wiskundige beschrijving worden diverse resultaten uit wetenschappelijke ar kelen gereproduceerd. Ook wordt het onstaan van ge j-asymmetrie en haar belang voor sedimen ransport toegelicht. In Hoofdstuk 3 worden de dynamische effecten van zout op de waterbeweging nader besproken. De rela e tussen deze effecten en het ontstaan van estuariene troebelheidsmaxima (ETMs) wordt kort uitgelegd.
Final version
WL2017R13_103_1
1
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
2 Ge j 2.1
Inleiding
In estuaria zoals de Schelde en de Eems is de waterbeweging ge jgedomineerd, hetgeen betekent dat zij overwegend wordt bepaald door het ge j op zee ter hoogte van het zeegat. Feitelijk is de stroming in het estuarium een weergave van de interne voortplan ng van dit uitwendige ge j. Deze voortplan ng wordt in hoge mate gedetermineerd door de eigenschappen van het ge jbekken zoals breedtevaria e, bodemligging en komberging. Een en ander betekent niet dat ge j de enige drijvende factor is van de hydraulica. Ook wind, rivierafvoer en de ruimtelijke verdeling van zout hebben een effect op de stroming. Hun rela eve belang in termen van de sterkte van opgewekte stroomsnelheden is echter gering voor een ge jgedomineerd estuarium. Wij zullen deze effecten in eerste instan e dan ook niet nader beschouwen en ons richten op de globale ge jdynamica in het bekken en de bijbehorende hydraulica. In het volgende hoofdstuk zal de invloed van zoutdynamica worden besproken en zal ook de rela e tussen ge j, zoutverdeling en sedimen ransport aan de orde komen. Het astronomische ge j ter hoogte van het zeegat is opgebouwd uit meerdere ge jcomponenten met hun eigen specifieke periode. Dominant is doorgaans het (bijna) dubbeldaagse maange j 𝑀2 met een periode van 12u25m, andere belangrijke componenten zijn het zonge j (𝑆2 , periode 12 uur) en de zogenaamde overtonen van het maange j (bv. 𝑀4 en 𝑀6 ) waarvan de frequen e zich heeltallig verhoudt tot die van de 𝑀2 component. Hieronder zal een korte theore sche verhandeling worden gegeven van de ge jstroming in een estuarium. Hierbij zal de nadruk liggen op het algemene effect van bekkeneigenschappen op de ge jhydraulica. Een en ander zal gebeuren aan de hand van een geschema seerde geometrie. Tevens zal - in eerste instan e - worden uitgegaan van een ver kaal ge j 𝜁e ter hoogte van het zeegat dat enkel een 𝑀2 component bevat: 𝜁e (𝑡) ≡ 𝜁(𝑥 = 0, 𝑡) = 𝐴 cos(𝜎𝑡) .
(1)
Hierbij is 𝜎 ∼ 1.4 × 10−4 rad s−1 de cirkelfrequen e van het maange j.
2.2
Geschema seerde geometrie
We beschouwen een geschema seerde kanaalgeometrie (zie Fig. 1). Het ge jkanaal hee lengte 𝐿 terwijl de breedte 𝐵 in de landwaartse rich ng exponen eel afneemt volgens de rela e 𝐵(𝑥) = 𝐵0 exp(−𝑥/𝐿b ) .
(2)
Hierbij is 𝑥 de landwaartse afstand tot het zeegat en 𝐵0 de breedte ter hoogte van deze zeerand. De grootheid 𝐿b wordt de convergen elengte genoemd omdat het de lengtschaal aangee over welke de breedte convergeert. Een exponen ële benadering voor de breedte van een estuarium is een veelgebruikte aanpak in de literatuur, zie bijvoorbeeld Lanzoni en Seminara, (1998).
2
WL2017R13_103_1
Final version
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
Figuur 1 – Schets van het modeldomein (a) zijaanzicht, (b) bovenaanzicht.
Voor verdere toelich ng zie de hoofdtekst.
2.3
Eendimensionale beschrijving van ge jvoortplan ng
2.3.1
Wiskundige beschrijving
De eenvoudigste wijze om ge jdynamica in een estuarium te beschrijven is door louter te kijken naar de varia e van waterstand 𝜁 en de longitudinale snelheid 𝑢 langs het bekken. Dit is effec ef een eendimensionaal model, en de wiskundige vergelijkingen die de voortplan ng van de ge jgolf beschrijven zijn 𝜏b 𝜕𝜁 𝜕𝑢 𝜕𝑢 +𝑢 +𝑔 + =0 , 𝜕𝑡 𝜕𝑥 𝜕𝑥 𝐻 + 𝜁 𝜕𝜁 𝜕 𝐵 + [𝐵(𝐻 + 𝜁)𝑢] = 0 , 𝜕𝑡 𝜕𝑥
(3) (4)
welke respec evelijk krachtenbalans en massabehoud weergeven. In deze beschrijving dient 𝜁 als de breedtegemiddelde waterstand en 𝑢 als de cross-sec oneel gemiddelde snelheid te worden opgevat. Verder is 𝑔 de gravi onele accelera e en 𝐻(𝑥) de ge j-gemiddelde diepteligging ten opzichte van gemiddeld zeeniveau. De grootheid 𝜏𝑏 is de bodemschuifspanning welke doorgaans geparameteriseerd wordt als 𝜏b =
𝑔 |𝑢|𝑢 , 𝐶2
(5)
waarbij 𝐶 de Chezycoëfficiënt is. Bovenstaand stelsel is wiskundig volledig gespecificeerd indien we op de zeerand (𝑥 = 0) en de landwaartse rand de waterstand, snelheid of een combina e van beiden voorschrijven. Hieronder is Vgl. (1) als zeewaartse randvoorwaarde opgenomen, de landwaartse randvoorwaarde hangt af van de bekkenlengte en zal in func e hiervan later worden gespecificeerd.
2.3.2
Vereenvoudigingen
Vergelijkingen (3) en (4) kennen geen oplossingen in gesloten vorm en worden derhalve vaak numeriek opgelost. Het is echter mogelijk om ze verder te vereenvoudigen op een wijze die oplossingen in gesloten vorm toestaat en nog steeds een globale studie van ge jpropaga e mogelijk maakt. Het belang van een dergelijke
Final version
WL2017R13_103_1
3
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium studie is dat het toelaat om de fysische mechanismen die ge j-indringing controleren bloot te leggen. De eerste vereenvoudiging is de aanname dat de groo e van het ver kale ge j (ge jslag) veel kleiner is dan de bodemdiepte, 𝐴 ≪1. 𝐻 Hiermee worden Vgl. (3) en (4) gereduceerd tot het stelsel (Lanzoni en Seminara, 1998; Schu elaars en De Swart, 2000): 𝜏 𝜕𝜁 𝜕𝑢 +𝑔 + b = 0, 𝜕𝑡 𝜕𝑥 𝐻 𝜕𝜁 𝜕 𝐵 + [𝐵𝐻𝑢] = 0 . 𝜕𝑡 𝜕𝑥 Deze vergelijkingen kunnen nog steeds niet analy sch worden opgelost omdat de bodemwrijving 𝜏b in de krachtenbalans op niet-lineaire wijze van de snelheid a angt. Dit kan worden verholpen door de bodemwrijvingswet te lineariseren, een procedé dat voor het eerst is toegepast door Lorentz (Lorentz, 1922). Hierbij wordt de niet-lineaire formulering (5) vervangen door de lineaire vorm 𝜏b = 𝑟𝑢 . De lineaire wrijvingscoëfficiënt 𝑟 volgt uit de eis dat de door bodemwrijving binnen een ge jperiode gedissipeerde hoeveelheid energie voor zowel niet-lineaire als lineaire wrijvingswet gelijk is. Voor een puur 𝑀2 ge j gee dit 8𝑔𝑈 𝑟= 3𝜋𝐶 2 met 𝑈 de lokale snelheidsamplitude. Deze aanpak werd experimenteel gevalideerd door Terra e.a., (2005). Voor een gedetailleerd verhandeling over de Lorentz-linearisa e zie Zimmerman, (1982) en Zimmerman, (1992). Tot slot wordt aangenomen dat de bodem horizontaal is zodat 𝐻 constant is.
2.3.3
Gereduceerde vergelijkingen
Met voornoemde drietal vereenvoudigingen wordt de voortplan ng van de ge jgolf gegeven door de vergelijkingen 𝜕𝜁 𝜕𝑢 𝑢 +𝑔 +𝑟 𝜕𝑡 𝜕𝑥 𝐻 𝜕𝜁 𝜕𝑢 𝐻𝑢 +𝐻 − 𝜕𝑡 𝜕𝑥 𝐿b
= 0,
(6)
= 0.
(7)
Hieruit volgt voor de waterstand de enkele vergelijking 𝜕2𝜁 𝜕 2 𝜁 𝑔𝐻 𝜕𝜁 𝑟 𝜕𝜁 − 𝑔𝐻 + + =0. 2 2 𝐿b 𝜕𝑥 𝐻 𝜕𝑡 𝜕𝑡 𝜕𝑥
(8)
Met deze vergelijking en de randvoorwaarde (1) kunnen veel specifieke resultaten uit de literatuur van gejvoortplan ng in estuaria worden gereproduceerd. Hieronder zullen kort enkele gevallen de revue passeren.
2.4
Ge jvoortplan ng in oneindig lange estuaria
Indien een ge jbekken voldoende lang is dan zal de ge jwerking in de opwaartse delen van het estuarium door bodemwrijving sterk gedempd zijn. Bijgevolg is het effect van reflec e aan de landwaartse begrenzing
4
WL2017R13_103_1
Final version
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium van ondergeschikt belang. Dergelijke systemen kan men effec ef als oneindig lang beschouwen en de ge jgolf zal enkel een opwaartse propagerend karakter hebben. Dit laatste kan in een numeriek model worden verwezenlijkt door als landwaartse randvoorwaarde een zgn. stralingscondi e op te leggen waardoor de ge jgolf enkel opwaarts propageert.
2.4.1
Recht kanaal (𝐿b oneindig)
In de eerste voorbeelden die we beschrijven, beschouwen we een kanaal met een uniforme breedte. Binnen het in Sect. 2.2 geformuleerde eendimensionale model betekent dit dat 𝐿b oneindig is, aangezien het estuarium niet convergeert. De voornaamste implica e van deze aanname is dat de derde term in vergelijking (8) wegvalt: 𝑔𝐻 → 0, voor 𝐿𝑏 → ∞ . (9) 𝐿𝑏 Als we daarnaast ook aannemen dat er geen wrijving aanwezig is in het estuarium (d.w.z. 𝑟 = 0), dan volgt dat de dynamica van het vrije oppervlak in het estuarium beschreven wordt door: 𝜕2𝜁 𝜕2𝜁 − 𝑔𝐻 =0. 𝜕𝑡2 𝜕𝑥2 De oplossing van deze vergelijking voor een oneindig lang kanaal wordt gegeven door de welbekende ongedempte lopende ge jgolf 𝜁(𝑥, 𝑡) = 𝐴 cos(𝑘0 𝑥 − 𝜎𝑡) , (10) met 𝑘0 = 𝜎/√𝑔𝐻 het golfgetal van de ge jgolf welke aan de golflengte 𝜆0 is gerelateerd volgens 𝜆0 = 2𝜋/𝑘0 . De voortplan ngssnelheid van de ge jgolf is 𝑐 = 𝜎/𝑘0 = √𝑔𝐻 en gee de snelheid waarmee hoog -en laagwaters langsheen het ge jbekken reizen. Voor de stroomsnelheid 𝑢(𝑥, 𝑡) vinden we met Vgl. (7) 𝑢(𝑥, 𝑡) =
𝐴 √𝑔𝐻 cos(𝑘0 𝑥 − 𝜎𝑡) . 𝐻
(11)
We zien dus dat maximale vloed -en ebsnelheden exact samenvallen met hoogwater resp. laagwater. Merk ook op dat de stroomsnelheid een factor 𝐴/𝐻 kleiner (dus doorgaans veel kleiner) is dan de voortplan ngssnelheid 𝑐 van hoog -en laagwaters. Uiteraard is de situa e met wrijving realis scher. In dit geval wordt de dynamica van het vrije water oppervlak in het estuarium beschreven door 𝜕2𝜁 𝜕2𝜁 𝑟 𝜕𝜁 − 𝑔𝐻 + =0. 2 2 𝐻 𝜕𝑡 𝜕𝑡 𝜕𝑥 De oplossing van deze vergelijking is een modifica e van bovenstaande lopende ge jgolf, meer bepaald zien we nu dat door het in rekening brengen van wrijving, de ge j-amplitude ruimtelijk exponen eel gedempt wordt. Er geldt nu 𝜁(𝑥, 𝑡) = 𝐴 exp(−𝜇𝑥) cos(𝑘𝑥 − 𝜎𝑡) , (12) waarbij 1 + √1 + 𝑟2̃ −1 + √1 + 𝑟2̃ 𝑟 . , 𝜇 = 𝑘0 √ , 𝑟̃ = 2 2 𝜎𝐻 Merk op dat ook het golfgetal 𝑘 (en daarmee de voortplan ngssnelheid) a ankelijk is van de wrijving. Bij sterke wrijving (grote 𝑟) wordt 𝑘 groter, hetgeen betekent dat de golflengte van de ge jgolf in het estuarium kleiner wordt dan voor het wrijvingsloze geval (Le Blond, 1978). Dit impliceert ook dat de voortplan ngssnelheid van de ge j-golf kleiner wordt. Voor de stroomsnelheid geldt 𝑘 = 𝑘0 √
𝑢(𝑥, 𝑡) =
Final version
𝐴 1 √𝑔𝐻 exp(−𝜇𝑥) cos(𝑘0 𝑥 − 𝜎𝑡 − 𝜑) . 𝐻 [1 + 𝑟2̃ ]1/4 WL2017R13_103_1
(13)
5
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium waarbij er nu een faseverschil 𝜑 optreedt tussen waterstand en snelheid. Dit faseverschil is een func e van de weerstandscoëfficiënt 𝑟 en is gegeven door tan 𝜑 =
−1 + √1 + 𝑟2̃ . 𝑟̃
(14)
Dit betekent dat voor toenemende wrijving de maximale stroomsnelheden optreden voorafgaand aan hoog -of laagwaters. Voor sterke wrijving geldt 𝜑 = 45∘ zodat horizontale eb of vloed ca. 1,5 uur eerder zal optreden dan ver kale eb of vloed.
2.4.2
Ge jbekkens met convergen e
Laten we vervolgens de situa e bekijken waarin de breedte van het estuarium landwaarts exponen eel afneemt volgens Vgl. (2). Voor de eenvoud verwaarlozen we in eerste instan e het effect van wrijving. De aard van de ge jgolf (in de zin van lopend danwel staand) blijkt dan af te hangen van de mate van de convergen e. Voor rela ef zwakke convergen e, hier gedefinieerd als 2𝑘0 𝐿b > 1 , is de ge jgolf propagerend. De waterstand en snelheid worden dan gegeven door 𝜁 (𝑥, 𝑡) = 𝐴 exp 𝑢(𝑥, 𝑡) =
𝑥 cos(𝑘𝑥 − 𝜎𝑡) , ( 2𝐿b )
𝐴 √𝑔𝐻 𝐻
2𝑘𝐿b
exp
2 2 √1 + 4𝑘 𝐿b
(15)
𝑥 cos(𝑘𝑥 − 𝜎𝑡 − 𝜑) , ( 2𝐿b )
(16)
waarbij het golfgetal 𝑘 is gegeven door 𝑘=
√
𝑘20 −
1 , 4𝐿2b
terwijl de fasehoek 𝜑 tussen waterstand en snelheid voldoet aan tan 𝜑 =
1 2 2 √4𝑘0 𝐿b
. −1
We zien dus dat de amplitude van waterstand en snelheid bij zwakke convergen e langsheen het bekken exponen eel toeneemt met lengteschaal 2𝐿b . Strikt genomen is dit niet consistent met de eerste aanname uit Sec e 2.3.2, zodat de geldigheid van Vgl. (15) en (16) beperkt is tot de meer afwaartse delen van het estuarium. Merk op dat we voor een recht kanaal (𝐿b oneindig) weer de uitdrukkingen (10) en (11) terugvinden. Naarmate de convergen e toeneemt (en dus 𝐿b afneemt) treedt er bij 2𝑘0 𝐿b = 1 een zgn. ”kri sche” situa e op waarbij het golfgetal nul wordt (Jay, 1991). De fasehoek 𝜑 is dan 90∘ . Bij deze kri sche situa e is het golfgetal 𝑘 nul en dus de golflengte oneindig. Het gehele wateroppervlak staat dan simultaan te oscilleren met een ruimtelijke amplitudevaria e ∝ exp(𝑘0 𝑥). Dit is dus een staande golf. Bij verder toename van de convergen e blij dit staande golfgedrag gehandhaafd, zij het dat de lengteschaal van de ruimtelijke groei toeneemt. Voor extreem sterke convergen e (𝑘0 𝐿b ≪ 1) wordt de amplitude van het ver kale ge j constant en schaalt de snelheidsamplitude lineair met 𝐿b . Dit komt doordat het grootste deel van de horizontale oppervlakte van het bekken zich bevindt binnen een afstand ∼ 𝐿b van de zeerand. Er is dan sprake van een ge jbekken met effec eve eindige lengte 𝐿b . Als 𝑘0 𝐿b nu klein wordt dan betekent dit dus dat het estuarium effec ef kort is ten opzichte van de ge jgolflengte en dergelijke korte ge jbekkens worden gekenmerkt door een simultane waterstandsvaria e die constant is langsheen het bekken. De snelheidamplitude voor een kort ge jbekken schaalt lineair met de lengte (Schuttelaars en De Swart, 1996).
6
WL2017R13_103_1
Final version
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium 2.4.3
Compe
e tussen convergen e en wrijvng
Uit het voorgaande blijkt dat kanaalconvergen e leidt tot een ruimtelijke versterking van het ver kale ge j terwijl bodemwrijving een demping van de ge jgolf gee . Beide effecten werken elkaar dus tegen. Dit roept de vraag op of het mogelijk is dat beide effecten elkaar in balans kunnen houden waardoor de amplitude van een lopende ge jgolf niet zal veranderen. Hieronder zullen twee voorbeelden hiervan worden besproken. ”Ideaal” estuarium Voor een ideaal estuarium (Savenije, 2005) geldt dat convergen e en bodemwrijving precies zodanig gerelateerd zijn dat het ver kale ge j iden ek is aan de wrijvingsloze lopende ge jgolf (Vgl. 10). In dat geval dienen de derde in vierde term in Vgl. (8) elkaar precies te balanceren, hetgeen betekent dat de convergen elengte 𝐿b en de bodemwrijvingscoëfficiënt 𝑟 voldoen aan de rela e 𝑘0 𝐿b 𝑟 ̃ = 1 .
(17)
Voor de snelheid geldt 𝑢(𝑥, 𝑡) =
𝐴 √𝑔𝐻 𝐻
𝑘0 𝐿b 2 2 √1 + 𝑘0 𝐿b
sin(𝑘0 𝑥 − 𝜎𝑡 − 𝜑) =
𝐴 1 √𝑔𝐻 sin(𝑘0 𝑥 − 𝜎𝑡 − 𝜑) 𝐻 √1 + 𝑟2̃
waarbij de fasehoek 𝜑 voldoet aan
1 . 𝑘0 𝐿b We zien dus dat het faseverschil tussen waterstand en snelheid toeneemt met de bodemwrijving, en kan variëren van nul tot 90∘ . In tegenstelling tot de ongedempte ge jgolf in een recht, wrijvingsloos kanaal (Vgl. 11) zijn horizontaal en ver kaal ge j dus niet in fase. tan 𝜑 = 𝑟 ̃ =
Sterke convergen e en bodemwrijving Een heel bijzondere ge jpropaga e treedt op als zowel convergen e van het ge jbekken als bodemwrijving belangrijk zijn (Friedrichs en Aubrey, 1994; Van Oyen e.a., 2014). In dat geval zijn de derde en vierde term Vgl. (8) dominant en met elkaar in evenwicht en worden de waterstand en de snelheid gegeven door 𝜁 (𝑥, 𝑡) = 𝐴 cos(𝑘𝑥 − 𝜎𝑡) , 𝐴 √𝑔𝐻 𝑘0 𝐿b sin(𝑘𝑥 − 𝜎𝑡) , 𝑢(𝑥, 𝑡) = 𝐻 waarbij het golfgetal 𝑘 wordt gegeven door 𝑘 = 𝑘20 𝐿b 𝑟 ̃ .
(18) (19)
Het ge j is dus een ongedempte propagerende golf waarbij de snelheid een faseverschil van 90∘ met de waterstand vertoont. Dat is bijzonder, aangezien een dergelijk faseverschil vaak wordt gezien als een kenmerk van een staande ge jgolf terwijl we toch te maken hebben met een lopende golf. Merk op dat voor de specifieke condi e (17) de oplossing voor het eerder besproken ideale estuarium wordt teruggevonden.
2.5
Effecten van eindige bekkenlengte
De bespreking tot dusverre betrof enkel oneindig lange ge jbekkens. Bij een eindige bekkenlengte 𝐿 zal de snelheid op de landwaartse begrenzing (𝑥 = 𝐿) naar nul gaan. De landwaarts propagerende ge jgolf zal op deze rand reflecteren. Deze zeewaarts propagerende golf zal interageren met de inkomende golf, hetgeen een ander kwalita ef voortplan nsggedrag gee als bij een (oneindig) lang ge jkanaal.
Final version
WL2017R13_103_1
7
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium 2.5.1
Staand golfgedrag
Om te beginnen beschouwen we een recht, wrijvingsloos kanaal. Door het beschouwen van een eindig lange bekken, vinden we nu in plaats van Vgl. 10 de uitdrukking 𝜁 (𝑥, 𝑡) = 𝐴
cos(𝑘0 [𝐿 − 𝑥]) cos(𝜎𝑡) , cos(𝑘0 𝐿)
(20)
hetgeen een zogenaamde staande golf is. Hoog -en laagwaters reizen hierbij niet meer door het ge jbekken maar treden door het gehele domein simultaan op, waarbij elk punt haar eigen specifieke amplitude hee . De reden voor dit staande golfgedrag is uniforme kanaalbreedte in combina e met het ontbreken van dissipa e. Hierdoor zijn de inkomende en gereflecteerde ge jgolf even sterk. De totale (resultante) ge jgolf hee derhalve geen preferente voortplan ngsrich ng. Voor de snelheid geldt nu sin(𝑘0 (𝐿 − 𝑥) 𝐴 √𝑔𝐻 𝑢(𝑥, 𝑡) = sin(𝜎𝑡) . (21) 𝐻 cos(𝑘0 𝐿) We zien dat snelheden nu juist daar maximaal zijn waar waterstanden geen amplitude hebben (knopen) en visa versa. Ook is er een vast faseverschil van 90∘ tussen horizontaal en ver kaal ge j.
2.5.2
Resonan e
Merk op dat de waterstand (Vgl. 20) aan het einde van het bekken oneindig groot wordt als de lengte voldoet aan één van de resonan econdi es 1 𝑘0 𝐿 = (𝑛 + ) 𝜋 , 𝑛 = 0, 1, … . 2
(22)
Hierbij is in de prak jk de meest relevante resonan elengte die waarvoor geldt dat 𝐿 = 𝜆0 /4 (dus 𝑛 = 0). Vergelijking (22) is enkel geldig voor een recht, wrijvingsloos ge jkanaal. Bij variërende breedte en aanwezigheid van bodemwrijving is het niet langer mogelijk om een expliciete, gesloten condi e voor resonan e te vinden. In Fig. 2 is de resonan elengte voor 𝑛 = 0 weergegeven als func e van de convergen elengte 𝐿b en de wrijvingsparameter 𝑟 (Winterwerp en Wang, 2013).
8
WL2017R13_103_1
Final version
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
Figuur 2 – Varia e van de dimensieloze resonan elengte ℓ (𝑘0 ℓ, ver kale as) als func e van de dimensieloze convergen elengte (𝑘0 𝐿b , horizontale as).
De resultaten zijn weergegeven voor twee dimensieloze waarden van de bodenwrijvingscoëfficiënt. De grootheid 𝑟⋆ is iden ek aan 𝑟 ̃ = 𝑟/(𝜎𝐻). Figuur overgenomen van Winterwerp en Wang, (2013).
2.5.3
Gemengd propaga egedrag
We hebben gezien dat het ge j in een oneindig lang estuarium gekenmerkt wordt door een lopende golf. Voor een bekken van eindige lengte vonden we (in elk geval in het wrijvingsloze geval) een staande ge jgolf. In de prak jk vertoont de ge jgolf in een estuarium meestal gemengd propaga egedrag, waarbij aan de zeewaartse kant de ge jvoorplan ng als die van een lopende golf is maar nabij de landwaartse begrenzing staande golf karakteris eken vertoont. In het centrale deel van het bekken vinden we een ge jgolf die kenmerken van beide soorten voortplan ng vertoont. Dit is voor een recht kanaal geïllustreerd in Fig. 3, 4 en 5. Hier laten we de varia e van de karakteris eken van een ge j-golf doorheen een estuarium zien aan de hand van de oplossing van Vgl (6) en (7). Voor dit kanaal zijn als parameterwaarden gekozen 𝐻 = 10 m, 𝑟 = 0.003 m s−1 , 𝐿 = 160 km en 𝐴 = 1.5 m. In Fig. 3 zien we het verloop van de 𝑀2 amplitude van het ver kale ge j. De demping door bodemwrijving is duidelijk zichtbaar. Figuur 4 laat de vertraging van hoogwater ten opzichte van de ingang van het bekken zien. Het propagerende karakter van de ge jgolf is hieruit duidelijk zichtbaar. Naar het einde van het kanaal wordt de vertraging echter constant: het wateroppervlak beweegt daar dus simultaan op en neer, hetgeen karaterisek is voor een staande golf. Een en ander is verder verduidelijkt in Fig. 5 dat het lokale faseverschil tussen snelheid en waterstand weergee (hoek 𝜑 in Vgl. 13). De fasehoek is nabij de ingang tussen nul en 45∘ , hetgeen overeenkomt met een gedempte lopende golf. Aan de landwaartse grens is dit verschil 90∘ , wat opnieuw weer het staande golf karakter daar beves gd. Doorheen het bekken treden echter ook faseverschillen op die groter zijn dan 45∘ en toch propaga e beschrijven. Dit is een gemengde golf die resulteert door de interac e tussen de landwaarts reizende inkomende ge jgolf en de gereflecteerde uitgaande golf. Deze laatste wordt weliswaar gedempt, maar hee in het interieur nog een significante amplitude.
Final version
WL2017R13_103_1
9
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
Figuur 3 – Varia e van de ver kale 𝑀2 ge jamplitude langsheen een hypothe sch bekken.
Figuur 4 – Vertraging van jds p van hoogwater ten opzichte van de zeerand.
10
WL2017R13_103_1
Final version
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
Figuur 5 – Faseverschil tussen snelheid en waterstand.
Final version
WL2017R13_103_1
11
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
2.6
Voorbeeld van ge jpropaga e in estuaria: de Humber (VK)
Als voorbeeld van een sterk convergerend estuarium met sterke bodemwrijving beschouwen we de Humber (Plancke e.a., 2012). In Fig. 6 zien we het waterstandsverloop gedurende 13 uur voor diverse sta ons aan de Humber en haar zijrivier de Ouse. Hieruit is duidelijk het propagerende gedrag van de ge jgolf te zien. Figuur 6 – Gemeten waterstandscurves voor diverse sta ons langs de Humber en Ouse.
Het lopende golfgedrag (bv. propaga e van laagwaters) is duidelijk zichtbaar.
Voor een tweetal sta ons (Spurn Head nabij de monding en Albert Dock op ca 40 km stroomopwaarts) zijn horizontaal en ver kaal ge j weergegeven in Fig. 7. Hier is duidelijk te zien dat er een faseverschil is van 90∘ tussen waterstand en cross-sec onele gemiddelde snelheid. Dit is dus het type ge jgolf dat hoort bij sterk convergente ge jbekkens met sterke bodemwrijving zoals beschreven door Friedrichs en Aubrey, (1994).
12
WL2017R13_103_1
Final version
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
Figuur 7 – Waterstand (blauw), ge jdebiet (oranje) en cross-sec oneel gemiddelde snelheid (groen) voor twee sta ons langheen de Humber.
Boven: Spurn Head (nabij de monding), onder: Albert Dock (ca 40 km stroomopwaarts).
Final version
WL2017R13_103_1
13
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
2.7
Ge j-asymmetrie
Tot dusverre is met de gereduceerde beschrijving (Vgl. 7 en 6) en de monochroma sche forcering (Vgl. 1) alleen gekeken naar de voortplan ng van een ge jgolf met één specifieke frequen e. De ge jgolf varieert ver kaal symmetrisch ten opzichte van mid j terwijl de snelheid eveneens symmetrisch om nul varieert. Dit ge j is dus symmetrisch. Een symmetrisch ge j komt in werkelijkheid niet voor. Een belangrijke reden hiervoor is dat het ge j op de zeerand niet symmetrisch is, waardoor ook de zich voortplantende golf een asymmetrie zal vertonen. Deze vorm van ge j-asymmetrie wordt externe ge j-asymmetrie genoemd omdat zij van de rand a oms g is. Daarnaast is er ook sprake van interne ge j-asymmetrie die het gevolg is van de niet-lineaire effecten die we bij de vereenvoudiging van de ondiepwatervergelijkingen (3) en (4) hebben verwaarloosd (Speer en Aubrey, 1985). Inderdaad, een ge j dat op de zeerand puur symmetrisch is, zal bij propaga e door een ge jbekken vanwege deze niet-lineaire mechanismen een asymmetrie ontwikkelen. Om dit te verduidelijken zullen de effecten van de tot dusverre verwaarloosde niet-lineariteiten kort worden besproken.
2.7.1
Interne ge j-asymmetrie
In de volledige vergelijkingen (3) en (4) staan twee soorten niet-lineariteiten. De eerste zijn quadra sche producten van snelheid en/of waterstand, met name 𝑢𝜕𝑢/𝜕𝑥 (advec e) en 𝜕(𝜁𝑢)/𝜕𝑥 (massabehoud). De andere niet-lineariteit is de bodemwrijvingsterm |𝑢|𝑢. Om het effect van deze termen op de voortplan ng van de ge j-golf te illustreren, nemen we aan dat we een snelheidsveld hebben dat overwegend een 𝑀2 component hee , bijvoorbeeld 𝑢 = 𝑈 (𝑥) cos(𝑘𝑥 − 𝜎𝑡) . We vinden dan voor de kwadra sche niet-lineariteiten dat deze restbijdragen en even overtonen van het maange j genereren (Hamilton, 1978). Immers 𝑢
𝜕𝑢 𝜕𝑥
dU cos2 (𝑘𝑥 − 𝜎𝑡) − 𝑘𝑈 2 cos(𝑘𝑥 − 𝜎𝑡) sin(𝑘𝑥 − 𝜎𝑡) d𝑥 1 dU 1 dU 𝑈 + 𝑈[ cos(2𝑘𝑥 − 2𝜎𝑡) − 𝑘𝑈 sin(2𝑘𝑥 − 2𝜎𝑡)] . 2 d𝑥 2 d𝑥
= 𝑈 =
De eerste term is een jdsona ankelijke (residuele) bijdrage terwijl de term binnen de rechte haken varieert op de frequen e van de 𝑀4 harmonische. Via de advec eterm in de bewegingsvergelijking worden zo dus hogere ge j harmonischen van het horizontale ge j gegenereerd. Daarentegen geldt voor de wrijvingsterm dat deze juist bijdragen op 𝑀2 en haar oneven overtonen zal geven. Er geldt nu (Speer en Aubrey, 1985) |𝑢|𝑢 =
1 8 2 𝑈 [cos(𝑘𝑥 − 𝜎𝑡) + cos(3𝑘𝑥 − 3𝜎𝑡)] + … , 3𝜋 5
waarbij … bijdragen met frequen e 5𝜎, 7𝜎 etc. voorstellen. Bodemwrijving gee dus overwegend oneven harmonische bijdragen aan het ge j.
2.7.2
Expliciet voorbeeld: Stokes return flow
Een eenvoudig voorbeeld ter illustra e van ge j-asymmetrie is de zgn. Stokes return flow die in het algemeen optreedt in een ge jbekken van eindige lengte. Beschouw de volledige een-dimensionale massabehoudswet (4). Ruimtelijke integra e vanaf een loca e 𝑥 tot de bovenstroomse rand gee 𝐿
𝜕𝜁 ′ d𝑥 = −𝐵[𝐻 + 𝜁(𝑥, 𝑡)]𝑢(𝑥, 𝑡) , ∫ 𝑥 𝜕𝑡 14
WL2017R13_103_1
Final version
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium waarbij is gebruikt dat 𝑢(𝑥 = 𝐿, 𝑡) = 0. Vervolgens passen we op deze vergelijking jdsmiddeling over een ge jperiode toe. Als we aannemen dat waterstand puur periodiek varieert dan gee de integraal in bovenstaande vergelijking hierbij een bijdrage nul. We vinden dan de volgende uitdrukking voor de jdsona ankelijke snelheid ⟨𝑢⟩, te weten ⟨𝜁𝑢⟩ ⟨𝑢⟩ = − . (23) 𝐻 Hierbij gee ⟨ ⟩ de jdsmiddeling weer. We zien dat er een reststroming optreedt als er een temporele correla e is tussen waterstand en snelheid. Dit kan als volgt worden begrepen. Stel dat de waterstand en snelheid beiden symmetrisch zijn. Dan betekent een posi eve correla e dat hogere (lagere) waterstanden samengaan met horizontale vloed (eb). Echter, bij hoogwater is de waterkolom groter dan bij laagwater. Er wordt dus jdens vloed meer water stroomopwaarts getransporteerd dan dat er jdens eb terugkomt. Een dergelijk ne o vloedgericht transport van water is echter niet mogelijk vanwege de landwaartse rand, waar water zich voortdurend zou ophopen. Dit opwaartse transport moet dus worden gecompenseerd door een ne o stroming in de ebrich ng, en dit wordt precies door Vgl. (23) weergegeven. Deze stroming is dus een ”terugkeerstroom” en wordt dan ook de Stokes return flow genoemd.
2.7.3
Relevan e van ge j-asymmetrie
Asymmetrie van het horizontale ge j betekent dat de snelheidsgroo e gedurende eb en vloed sterk verschillend kunnen zijn. Dit hee repercussies voor ne o horizontaal sedimen ransport dat doorgaans een sterke a ankelijkheid kent van de stroomsnelheid (Groen, 1967). Als we bijvoorbeeld aannemen dat de sedimen lux 𝑞 een kubische a ankelijkheid kent, dus 𝑞 = 𝑝𝑢3 en anderzijds aannemen dat de snelheid wordt gegeven door een 𝑀2 en 𝑀4 -bijdrage 𝑢 = 𝑈2 cos(𝜎𝑡) + 𝑈4 cos(2𝜎𝑡 − 𝜙) dan vinden we voor de ge jgemiddelde sedimen lux ⟨𝑞⟩ 3 ⟨𝑞⟩ = 𝑝 ⟨𝑢3 ⟩ = 𝑝𝑈22 𝑈4 cos(𝜙) . 4 Er is dus alleen een ne o sedimen lux als de stromingen meerdere ge jcomponenten bevat: een enkele bijdrage (bv. 𝑀2 ) gee geen transport. Daarnaast is ook het fase verschil tussen de ge jcomponenten van belang voor het ne o transport. Als 𝜙 = ±90∘ dan is het ne o transport nul omdat voor die waarden er geen asymmetrie is van het horizontale ge j. In Fig. 2.7.3 is dit grafisch weergegeven voor 𝑈2 = 1, 𝑈4 = 0.2 en 𝑝 = 1.
Final version
WL2017R13_103_1
15
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium Figuur 8 – Ge j-asymmetrie volgens 𝑢 = cos(𝜎𝑡) + 0.2 cos(2𝜎𝑡 − 𝜙) voor 𝜙 = 0, 45 en 90∘ .
Boven: snelheidsverlooop, onder: verloop van 𝑢3 . Uit de onderste figuur blijkt duidelijk de asymmetrie van sedimen ransport, welke voor de getoonde gevallen vloedgedomineerd is.
16
WL2017R13_103_1
Final version
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
3 Zoutdynamica 3.1
Inleiding
Een estuarium is meestal een gebied waar een rivier uitmondt in de zee. Dit betekent dat het zoete rivierwater en het zoute zeewater met elkaar vermengd zullen raken, hetgeen aanleiding gee tot een significante varia e van het zoutgehalte langsheen het ge jbekken. De relevan e hiervan ligt met name in het feit dat dergelijke ruimtelijke varia es aanleiding geven tot drukkrachten die de waterbeweging kunnen modificeren. Daarnaast kan de ver kale varia e van zout (stra fica e) een sterk effect hebben op ver kale menging van impuls en/of sediment. In dit hoofdstuk zal worden geïllustreerd dat beide effecten kunnen worden opgevat als bronnen van horizontale ge j-asymmetrie. Het effect van zout op de waterbeweging komt uiteindelijk voort uit het feit dat het zoutgehalte de dichtheid van het water bepaalt. Dit verband wordt gegeven door de zgn. toestandsvergelijking welke in goede benadering kan worden beschreven door de lineaire rela e 𝜌 = 𝜌0 (1 + 𝛽S 𝑆) ,
(24)
waarbij 𝜌 en 𝑆 de dichtheid van water resp. het zoutgehalte zijn en 𝜌0 ∼ 1000 kg m−3 de referen edichtheid weergee . Verder geldt dat 𝛽S = 7.6 × 10−4 psu−1 . Hieruit volgt dat ”zout” en ”dichtheid” feitelijk synoniem mogen worden gebruikt.
3.2
Classifica e van estuaria op basis van stra fica e
Dyer (Dyer, 1973) gee de volgende classifica e van estuaria op basis van toenemende stra fica e: 1. ver kaal goed doorgemengde estuaria, 2. par eel gemengde estuaria, 3. estuaria met een zoutwig, 4.
ord-type estuaria.
Ge jbekkens als de Schelde en de Eems kunnen in eerste benadering als ver kaal goed doorgemengde systemen worden beschouwd. Hierbij is de ver kale varia e van het zoutgehalte gering in vergelijking met de dieptegemiddelde waarde.
3.3
Dynamische effecten van ruimtelijke zoutverdeling
De door de zoutverdeling gegenereerde drukkrachten hebben met name invloed op het ver kale verloop van de horizontale snelheid. Om deze effecten correct te beschrijven is een eendimensionale benadering zoals in Hoofdstuk 2 onvoldoende. Daarom wordt hieronder in de bewegingsvergelijking ook de ver kale varia e van de langssnelheid 𝑢 beschouwd.
Final version
WL2017R13_103_1
17
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium 3.3.1
Barokliene drukgradiënt
De eenvoudigste krachtenbalans voor de langsgerichte snelheid 𝑢 in een ge jgedomineerd bekken behelst iner e, aandrijving door drukkracht en dissipa e door ver kale viscositeit (Pritchard, 1956) 𝑔 𝜕𝑃 𝜕𝑢 𝜕 𝜕𝑢 𝐴v ) . (25) =− + ( 𝜕𝑡 𝜌 𝜕𝑥 𝜕𝑧 𝜕𝑧 Hierbij is 𝑃 de druk en 𝐴v de (kinema sche) ver kale viscositeitscoëfficiënt. Als we aannamen dat de druk voldoet aan de hydrosta sche voorwaarde 𝜕𝑃 = −𝜌𝑔 , 𝜕𝑧 dan kunnen we de druk als func e van de diepte uitrekenen als 𝜁
𝑃 (𝑧) = 𝑃a + 𝑔
∫ 𝑧
𝜌(𝑧′ ) d𝑧′ ,
met 𝑃a de atmosferische druk aan het wateroppervlak. Invullen in Vgl (25) gee nu, onder aanname van een horizontaal uniforme luchtdruk, de volgende krachtenbalans 𝜁 𝜕𝜁 𝜕 𝜕𝑢 𝜕𝑢 𝜕𝑆 ′ = −𝑔 − 𝑔𝛽S d𝑧 + 𝐴v ) . ( ∫ 𝜕𝑡 𝜕𝑥 𝜕𝑧 𝜕𝑧 𝑧 𝜕𝑥
(26)
Hierbij is naast de toestandsvergelijking (24) ook de zgn. Boussinesqbenadering gebruikt die zegt dat dichtheidsvaria es mogen worden verwaarloosd, maar niet de ruimtelijke gradiënt van dichtheid. We zien in Vgl (26) dat het zoutgehalte nu als dichtheidseffect een invloed hee op de horizontale snelheid 𝑢, we noemen deze bijdrage de barokliene drukgradiënt. De bijdrage a oms g van het waterstandsverval noemen we de barotrope drukgradiënt.
3.3.2
Gravita onele circula e
De dichtheidsgedreven stroming die een gevolg is van de barokliene druk wordt gravita onele circula e genoemd en speelt een belangrijke rol bij sedimen ransport in estuaria. Deze stroming is theore sch reeds beschreven door Hansen en Ra ray, 1965, en de essen ële eigenschappen van hun oplossing kunnen worden gereproduceerd door Vgl. (26) op te lossen voor een goed doorgemengd estuarium met constante viscositeit 𝐴v . Voor een ver kaal goed doorgemengd estuarium hangt de saliniteit in eerste instan e alleen van de langsposie 𝑥 af (McCarthy, 1993, Wei e.a., 2016). Dit betekent dat de dichtheidsgedreven stroming jdsona ankelijk is. Bovendien kunnen we de barokliene drukterm in Vgl. (26) ook expliciet uitrekenen, waardoor de krachtenbalans voor de barokliene stroming wordt vereenvoudigd tot 𝜕𝜁 𝜕 𝜕𝑆 𝜕𝑢 − 𝑔𝛽S (𝜁 − 𝑧) + 𝐴v ) = 0 . ( 𝜕𝑥 𝜕𝑥 𝜕𝑧 𝜕𝑧 Hierbij is gebruik gemaakt van het feit dat de dichtheidsgedreven stroming 𝑢 jdsona ankelijk is. Daarnaast nemen we aan dat de snelheid op de bodem (𝑧 = −𝐻) nul is en het wateroppervlak geen schuifspanning kent. Tot slot dient de ver kale integraal van de horizontale snelheid nul te zijn, dit om ne o horizontaal transport door dichtheidseffecten uit te sluiten. Dit gee voor de gravita onele circula e 𝑢grav de uitdrukking (MacCready en Geyer, 2010) −𝑔
𝑢grav (𝑧) =
𝑔 d𝑆 𝛽S (𝐻 + 𝜁)3 [1 − 9𝑍(𝑧)2 − 8𝑍(𝑧)3 ] , 48𝐴v d𝑥
(27)
met 𝑍(𝑧) = (𝑧 − 𝜁 )/(𝐻 + 𝜁 ). In Fig. 9 is een typisch ver kaal verloop van de gravita onele circula e weergegeven. Aan de bodem is de stroming landwaarts gericht en aan de oppervlak naar zee toe. De sterkte van deze circula e hangt sterk af van de bodemdiepte (∝ 𝐻 3 ) en is daarmee sterker in diepere wateren.
18
WL2017R13_103_1
Final version
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
Figuur 9 – Typisch ver kaal profiel van de gravita onele circula e in een estuarium.
Posi eve snelheden zijn in de vloedrich ng (landwaarts). Gebruikte parameterwaarden zijn 𝐻 = 10 m, 𝐴v = 0.0098 m2 s−1 en d𝑆/d𝑥 = −1.3 × 10−3 psu m−1 .
3.4
Effect van zout op ver kale menging
Een belangrijk verschijnsel dat optreedt door de interac e tussen ge j en zoutveld is het opwekken van jdsa ankelijke ver kale menging, men spreekt in dit verband van ”Strain Induced Periodic Stra fica on”, of kortweg SIPS. Om dit verschijnsel uit te leggen volgen we hier de analyse uit Simpson e.a., 1990 aan de hand van Fig. 10. Uitgangspunt is een goed doorgemengde waterkolom rondom de kentering naar eb. De isohalinen (lijnen van gelijk zoutgehalte) staan dan ver kaal. Tijdens horizontale eb zullen deze isohalinen zeewaarts worden geadvecteerd. De mate van verplaatsing varieert echter in de ver kaal omdat de snelheid naar het wateroppervlak toe toeneemt. Bijgevolg zal er een gelaagdheid optreden waarbij rela ef zoet (en dus licht) water boven rela ef zout (en dus zwaarder water) komt te liggen. Dit is een stabiele stra fica e die ver kale turbulente menging zal tegenwerken. Na de volgende kentering worden de isohalinen jdens horizontale vloed de andere kant op geadvecteerd. Nu resulteert dit in een waterkolom waarbij zwaarder water boven lichter water zal geraken. Dit is een instabiele stra fica e die juist een versterking van ver kale menging zal geven. We zien dus dat door de interac e tussen de ge jstroming en het zoutveld de ver kale menging jdens eb en vloed kleiner respec evelijk groter zal worden. De ver cale viscositeit (𝐴v in Vgl. 26) wordt dus periodiek in de jd. Het belang van SIPS is dat het een bijdrage gee aan horizontale ge j-asymmetrie omdat de eb -en vloedstroom in verschillende mate worden gedissipeerd. De hierdoor gegenereerde ge jgemiddelde snelheid hee voor zwak gestra ficeerde estuaria een zelfde tweelagenstructuur als de gravita onele circula e (Jay en Musiak, 1994; Burchard e.a., 2011, zie ook Fig. 9). Dit is geïllustreerd in Fig. 11 aan de hand van een geïdealiseerd model van Cheng e.a., 2010.
Final version
WL2017R13_103_1
19
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
Figuur 10 – Weergave van het SIPS mechanisme.
Boven: volledig doorgemengde waterkolom rond kentering. Midden: stabiele stra fica e jdens eb. Onder: instabiele stra fica e jdens vloed.
20
WL2017R13_103_1
Final version
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
Figuur 11 – Ge jgemiddelde horizontale stroming ten gevolge van het SIPS mechanisme (Cheng e.a., 2010).
De linkerpanelen geven het typische ver kale verloop van 𝐴v weer jdens eb en vloed. In de rechterpanelen is steeds de horizontale snelheid langheen het bekken en in de ver kaal weergegeven. Grijze waarden duiden op zeewaartse stroming. Voor de bovenste twee situa es is de menging jdens vloed groter dan eb (conform Fig. 10), en de stroming lijkt dan sterk op gravita onele circula e. Het onderste geval is atypisch (menging jdens eb groter dan vloed) en dit gee een omgekeerde circula e.
Final version
WL2017R13_103_1
21
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
3.5
Relevan e van zout voor de vorming van troebelheidsmaxima
Een estuariene troebelheidsmaximum (ETM) is een veelvoorkomend verschijnsel in ge jgedomineerde estuaria, waaronder de Schelde (Chen e.a., 2005). Een ETM is een gebied in het estuarium met een significant verhoogde sedimentconcentra e. Er kunnen in één estuarium meerdere ETMs optreden. Ter illustra e is in Fig. 12 de gemiddelde sedimentverdeling in een ver kaal vlak langs het Guadalquivirestuarium (Portugal) weergegeven (Diez-Minguito e.a., 2014). Hier is duidelijk het bestaan van een ETM zichtbaar jdens spring j, wanneer sedimentconcentra es tot 3 kg m−3 optreden. Figuur 12 – Gemiddelde zout-en sedimentconcentra e in de Guadalquivir jdens dood j (bovenste twee panelen) en spring j (onderste twee panelen).
Op de horizontale as staat de afstand tot de monding. Het gemiddelde is genomen over een periode van 48 uur. Met name jdens spring j is een ETM zichtbaar. Figuur overgenomen van Diez-Minguito e.a., (2014).
Het ontstaan van ETMs is voor hypertroebelheid van mogelijk belang omdat de aanwezigheid van twee ETMs
22
WL2017R13_103_1
Final version
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium in een estuarium volgens de hypothese van Winterwerp (Winterwerp, 2013) wordt gezien als een indicator voor een mogelijke omslag naar een hypertroebele toestand.
3.5.1
Gravita onele circula e
Het belang van gravita onele circula e is dat het ne o transport van suspensief materiaal kan verzorgen. Aangezien sediment doorgaans in de onderste delen van de waterkolom is geconcentreerd zal het voornamelijk met de vloedgerichte stroom landwaarts worden meegevoerd. Anderzijds zal de bovenstroomse rivierafvoer sediment zeewaarts transporteren. Beide transportmechanismen staan dus in tegengestelde rich ng en kunnen leiden tot een accumula e van sediment en daarmee de vorming van een ETM, zie Postma, 1967 en Festa en Hansen, 1978.
3.5.2
SIPS
De door SIPS veroorzaakte versterkte (verzwakte) ver kale menging jdens horizontale vloed (eb) impliceert een hogere (lagere) opwerveling van sediment. Dit betekent dat jdens vloed meer materiaal in suspensie is dan jdens eb en dus dat er een ne o vloedgericht sedimen ransport optreedt. Samen met de ebgerichte sedimen lux van de bovenstroomse rivierafvoer gee ook dit een mechanisme voor de vorming van een ETM (Geyer, 1993; Jay en Musiak, 1994).
Final version
WL2017R13_103_1
23
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
4 Samenva ng en vooruitblik In dit rapport zijn enkele belangrijke aspecten van ge jvoortplan ng en zoutdynamica besproken. Voor wat betre ge jvoortplan ng is de behandeling in dit rapport complementair aan het werk van Winterwerp, 2013 en Winterwerp en Wang, 2013. Er is voor gekozen om meer aandacht te besteden aan specifieke limieten en ook is een zelfconsistente analyse gegeven van het optreden van res romingen door interne dynamica (zie 2.7). Voor het project zijn met name de effecten van ge j-asymmetrie van belang. Ge j-asymmetrie betekent dat eb -en vloedsnelheden een verschillend jdsverloop kennen, hetgeen een voorkeursrich ng voor ne o sedimen ransport gee . Ge j-asymmetrie bepaalt zodoende het voorkomen van estuariene troebelheidsmaxima en de mate waarin sediment in een estuarium kan worden vastgehouden. Deze verschijnselen zullen bijvoorbeeld in werkpakke en 2.1 en 2.2 van dit project aan de orde komen. In een later stadium (WP 1.5) zal ook ge j-asymmetrie tengevolge van asymmetrie in ver kale menging (zie 3.4) worden bestudeerd.
24
WL2017R13_103_1
Final version
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium
Referen es Burchard, H.; Hetland, R. D.; Fischer, E.; Schu elaars, H. M. (2011). Drivers of residual estuarine circula on in dally energe c estuaries: Straight and irrota onal channels with parabolic cross sec on. J. Phys. Oceanogr. 41: 548–570 Chen, M. S.; Wartel, S.; Van Eck, B.; Van Maldegem, D. (2005). Suspended ma er in the Scheldt estuary. Hydrobiologia 540 (1-3): 79–104. DOI: 10.1007/s10750-004-7122-y Cheng, P.; Valle-Levinson, A.; Swart, H. E. de (2010). Residual Currents Induced by Ammetric Tidal Mixing in Weakly Stra fied Narrow Estuaries. J. Phys. Oceanogr. 40: 2135–2147 Diez-Minguito, M.; Baquerizo, A.; Swart, H. E. de; Losada, M. A. (2014). Structure of the turbidity field in the Guadalquivir estuary: Analysis of observa ons and a box model approach. J. Geophys. Res. Oceans 119: 7190– 7204 Dyer, K. R. (1973). Estuaries: a physical introduc on. John Wiley & Son: London Festa, J. F.; Hansen, D. V. (1978). Turbidity maxima in par ally mixed estuaries. Estuarine and Coastal Marine Science 7: 347–359 Friedrichs, C. T.; Aubrey, D. G. (1994). Tidal propaga on in strongly convergent channels. J. Geophys. Res. 99: 3321–3336 Geyer, W. R. (1993). The Importance of Suppression of Turbulence by Stra fica on on the Estuarine Turbidity Maximum. Estuaries 16: 113–125 Groen, P. (1967). On the residual transport of suspended ma er by an alterna ng dal current. Neth. J. Sea Res. 3: 564–575 Hamilton, J. (1978). The quarter-diurnal de in the English Channel. Geophysical Journal of the Royal Astronomical Society 53: 541–552 Hansen, D.; Ra ray, M. (1965). Gravita onal circula on in straits and estuaries. J. Marine Res. 23: 104–122 Jay, D. A. (1991). Green’s law revisited: dal long–wave propaga on in channels with strong topography. J. Geophys. Res. 96: 20585–20598 Jay, D. A.; Musiak, J. (1994). Par cle trapping in estuarine dal flows. J. Geophys. Res. 99: 20445–61 Lanzoni, S.; Seminara, G. (1998). On de propaga on in convergent estuaries. J. Geoph. Res. 103: 30793–30812 Le Blond, P. H. (1978). On dal propaga on in shallow rivers. J. Geophys. Res. 83: 4717–4721 Lorentz, H. A. (1922). Het in rekening brengen van den weerstand bij schommelende vloeisto ewegingen. De Ingenieur: 695 MacCready, P.; Geyer, W. R. (2010). Advances in estuarine physics. Annu. Rev. Mar. Sci. 2: 35–58
Final version
WL2017R13_103_1
25
Geïdealiseerde processtudie van systeemovergangen naar hypertroebelheid: WP 1.2 Literatuurstudie ge jwerking en zou ransport in een estuarium McCarthy, R. K. (1993). Residual Currents in Tidally Dominated, Well-mixed Estuaries. Tellus 45A: 325–340 Plancke, Y.; Vandenbruwaene, W.; Schramkowski, G.; Mostaert, F. (2012). TIDE - WP3 task 4: Interestuarine comparison: “Cubage” calcula on for the Humber estuary. Versie 2.0. WL Rapporten, 770_62b. Flanders Hydraulics Research: Antwerp, Belgium Postma, H. (1967). Sediment transport and sedimenta on in the estuarine environment. in: Lauff, G. H. (Ed.). Estuaries. American Associa on for the Advancement of Science. Washington, D.C. pp. 158–179 Pritchard, D. W. (1956). The dynamic structure of a coastal plain estuary. J. Mar. Res. 15: 33–42 Savenije, H. H. G. (2005). Salinity and Tides in Alluvial Estuaries. Elsevier: Amsterdam Schuttelaars, H. M.; De Swart, H. E. (1996). An idealized long–term morphodynamic model of a dal embayment. Eur. J. Mech., B/Fluids 15 (1): 55–80 Schu elaars, H. M.; De Swart, H. E. (2000). Mul ple morphodynamic equilibria in dal embayments. J. Geophys. Res. 105: 24105–24118 Simpson, J.; Brown, J.; Ma hews, J.; Allen, G. (1990). Tidal Straining, Density Currents, and S rring in the Control of Estuarine Stra fica on. Estuaries 13: 125–132 Speer, P. E.; Aubrey, D. G. (1985). A study of nonlinear dal propaga on in shallow inlet/estuarine systems. Part 2: Theory. Est. Coastal Shelf Sci. 21: 207–224 Terra, G. M.; Berg, W. J. v. d.; Maas, L. R. M. (2005). Experimental verifica on of Lorentz’ lineariza on procedure of quadra c bo om fric on. Fluid Dynamics Res 36: 175–188 Van Oyen, T.; Carniello, L.; D’Alpaos, A.; Temmerman, S.; Troch, P.; Lanzoni, S. (2014). An approximate solu on to the flow field on vegetated inter dal pla orms: Applicability and limita ons. J. Geophys. Res. Earth Surf. 119: 1682–1703. DOI: doi:10.1002/2013JF003064 Wei, X.; Schramkowski, G. P.; Schu elaars, H. M. (2016). Salt Dynamics in Well-Mixed Estuaries: Importance of Advec on by Tides. J. Phys. Oceanogr. 46: 1457–1475. DOI: doi:10.1175/JPO-D-15-0045.1 Winterwerp, J. C. (2013). On the response of dal rivers to deepening and narrowing. Report, 1207720-000ZKS-0009. Deltares Winterwerp, J. C.; Wang, Z. B. (2013). Man-induced regime shi s in small estuaries I: theory. Ocean Dyn. 63: 1279–1292 Zimmerman, J. T. F. (1992). On the Lorentz lineariza on of a nonlinearly damped dal Helmholtz oscillator. Proc. Kon. Ned. Akad. v. Wetensch. 95: 127–145 Zimmerman, J. T. F. (1982). On the Lorentz lineariza on of a quadra cally damped forced oscillator. Phys. Le . 89A: 123–124
26
WL2017R13_103_1
Final version
DEPARTEMENT MOBILITEIT & OPENBARE WERKEN Waterbouwkundig Laboratorium Berchemlei 115, 2140 Antwerpen T +32 (0)3 224 60 35 F +32 (0)3 224 60 36 waterbouwkundiglabo@vlaanderen.be www.waterbouwkundiglaboratorium.be