Exact and approximate analytical solutions of groundwater response to tidal fluctuations in a theoretical inhomogeneous coastal confined aquifer

Abstract

The influence of hydraulic conductivity heterogeneity on tide-induced head fluctuations is presented for a theoretical coastal confined aquifer. The conceptual model assumes that the hydraulic conductivity increases linearly with the distance from the coastline. This type of heterogeneity has been observed in many alluvial coastal aquifers. An exact analytical solution that predicts induced head fluctuations is obtained in terms of a Hankel function. The exact solution can be approximated by a simple mathematical expression, valid for small rates of increase of hydraulic conductivity. Both exact and approximate solutions show significant differences from the classical solution obtained for a homogeneous aquifer. Near the coastline the amplitude of the induced head fluctuation is damped but it is enhanced as the distance to the coast increases. The time-lag between sea tide and induced head fluctuation in the aquifer is not linear; it behaves as a square-root type function leading to a faster transmission of the tidal fluctuation. Hypothetical examples show that the influence of hydraulic conductivity heterogeneity can be significant and should be considered for a correct description of the groundwater response.

Résumé

L’influence de l’hétérogénéité de la perméabilité sur les fluctuations piézométriques induites par la marée est présentée pour un aquifère captif côtier théorique. Le modèle conceptuel suppose que la perméabilité augmente linéairement avec la distance au littoral. Ce type d’hétérogénéité a été observé dans de nombreux aquifères côtiers alluviaux. Une solution analytique exacte qui prédit les fluctuations piézométriques induites est obtenue sous la forme d’une fonction de Hankel. La solution exacte peut être approchée par une expression mathématique simple, valide pour de faibles taux d’augmentation de la perméabilité. Les deux solutions, approchée et exacte, montrent des différences significatives avec la solution classique obtenue pour un aquifère homogène. Près du littoral, l’amplitude des fluctuations piézométriques est atténuée, mais elle amplifiée lorsque la distance au littoral augmente. Le déphasage entre la marée marine et les fluctuations piézométriques induites dans l’aquifère n’est pas linéaire. Il se comporte comme une fonction de type racine carrée, ce qui implique une transmission plus rapide de la fluctuation de marée. Des exemples hypothétiques montrent que l’influence de l’hétérogénéité de la perméabilité peut être significative et doit être prise en considération pour une description correcte de la réponse de l’aquifère.

Resumen

Se analiza el efecto de la heterogeneidad de la conductividad hidráulica en las fluctuaciones inducidas por mareas en un acuífero costero confinado teórico. El modelo conceptual supone que la conductividad hidráulica aumenta linealmente con la distancia a la costa. Este tipo de heterogeneidad ha sido observada en numerosos acuíferos costeros aluviales. Se deriva una solución analítica exacta que predice las fluctuaciones inducidas en términos de la función de Hankel. La solución exacta puede aproximarse mediante una simple expresión matemática que es válida para pequeños incrementos de la conductividad hidráulica. Las soluciones exacta y aproximada muestran diferencias significativas con la solución clásica derivada para un acuífero homogéneo. La amplitud de la fluctuación inducida está atenuada cerca de la línea de costa pero aumenta a medida que la distancia a la costa se incrementa. El defasaje en tiempo entre la marea oceánica y la fluctuación inducida en el acuífero no es lineal, sino que se comporta como una función de tipo raíz cuadrada que produce una transmisión más rápida de la onda de marea. Ejemplos hipotéticos muestran que el efecto de la heterogeneidad en la conductividad hidráulica puede ser importante y debería considerarse para una correcta descripción de la respuesta de las aguas subterráneas.

摘要

本文介绍一个理论海岸承压含水层中渗透系数非均质性对潮汐诱发的水头波动的影响。概念模型假定渗透系数随着距海岸线的距离线性增加。这种非均质的类型在许多冲积海岸含水层中都已观察到。获得的以汉克尔函数形式的精确解析解可用于预测诱发水头波动。这个精确解析解可由一个简单的数学表达式近似,允许渗透系数的小量增加。精确解和近似解都显示了与通过均质含水层获得的传统解的显著差异。靠近海岸带,诱发水头波动的幅度衰减,但是随着据海岸带距离的增加而增强。海水潮汐与含水层中诱发的水头波动之间的延时不是线性的;类似于方根类型的函数,导致对潮汐波动更快的传导。假设例子显示渗透系数非均质性的影响是显著的,应该在对地下水响应的正确描述上加以考虑。

Resumo

A influência da heterogeneidade da condutividade hidráulica nas flutuações do nível piezométrico induzida pelas marés é apresentada para um aquífero costeiro confinado teórico. O modelo concetual assume que a condutividade hidráulica aumenta linearmente com a distância ao litoral. Este tipo de heterogeneidades tem sido observado em muitos aquíferos costeiros aluviais. Uma solução analítica exata que prevê flutuações induzidas do nível piezométrico é obtida em termos de uma função de Hankel. A solução exata pode ser aproximada através de uma expressão matemática simples, válida para pequenas taxas de aumento da condutividade hidráulica. Tanto a solução exata como a aproximada apresentaram diferenças significativas em relação à solução clássica obtida para um aquífero homogéneo. Perto da linha de costa, a amplitude de flutuação do nível piezométrico é amortecida, mas é reforçada com o aumento da distância à costa. O lapso de tempo entre a maré e a flutuação de nível induzida no aquífero não é linear; comportando-se como uma função do tipo raiz quadrada e levando a uma transmissão mais rápida das flutuações das marés. Exemplos hipotéticos mostram que a influência da heterogeneidade da condutividade hidráulica pode ser significativa e que deve ser considerada para uma descrição correta da resposta das águas subterrâneas.

Appendix

Let H(x,t) be the solution of the following boundary value problem:

$$ \frac{\partial }{{\partial x}}\left( {{K_0}\left( {1 + bx} \right)\frac{{\partial H}}{{\partial x}}} \right) = {S_s}\frac{{\partial H}}{{\partial t}} $$

(20)

$$ H(0,t) = A{e^{{i\omega t}}} $$

(21)

$$ \mathop{{\lim }}\limits_{{x \to \infty }} K(x)\frac{{\partial H}}{{\partial x}} = 0 $$

(22)

Then, the solution of Eqs. (1)–(4) satisfies:

$$ h(x,t) = {\rm Re} \left[ {H(x,t)} \right] $$

(23)

where Re denotes the real part of the followed complex expression. In order to verify the boundary condition Eq. (21), H(x,t) must be expressed as:

$$ H(x,t) = AX(x){e^{{i\omega t}}} $$

(24)

where X(x) is a complex function.

Substituting Eq. (24) in Eqs. (20)–(22), the following boundary value problem is obtained:

$$ \frac{d}{{dx}}\left( {\left( {1 + bx} \right)\frac{{dX}}{{dx}}} \right) + {b^2}{\Lambda^2}X = 0 $$

(25)

$$ X(0) = 1 $$

(26)

$$ \mathop{{\lim }}\limits_{{x \to \infty }} (1 + bx)\frac{{dX}}{{dx}} = 0 $$

(27)

where:

$$ {\Lambda^2} = - i\frac{{\omega {S_s}}}{{{b^2}{K_0}}} = - i{ }2{\left( {\frac{a}{b}} \right)^2} $$

(28)

In order to find the general solution of Eq. (25), the following change of variables is proposed:

$$ u = 2\Lambda \sqrt {{1 + bx}} $$

(29)

where Λ = a(−1 + i) /b. Replacing Eq. (29) in Eq. (25) gives:

$$ {u^2}\frac{{{d^2}X}}{{d{u^2}}} + u\frac{{dX}}{{du}} + {u^2}X = 0 $$

(30)

The ordinary differential Eq. (30) is the zero order Bessel equation and its general solution can be written as (Abramowitz and Stegun 1965):

$$ X(u) = {C_1}{ }{J_0}(u) + {C_2}{ }{Y_0}(u) $$

(31)

where J ₀ and Y ₀ are the first and second kind Bessel functions of zero order, and C ₁ and C ₂ are complex constants.

Using asymptotic expressions for the derivatives of J ₀ and Y ₀ (Arfken and Weber 2005), it can be shown that the boundary condition Eq. (27) is satisfied when:

$$ \left( {{C_1} + i{C_2}} \right) = 0 $$

(32)

Then:

$$ X(u) = {C_1}{ }\left( {{J_0}(u) + i{ }{Y_0}(u)} \right) = {C_1}H_0^{{(1)}}(u) $$

(33)

where H ⁽¹⁾₀ is the Hankel function of zero order and first kind (Abramowitz and Stegun 1965). Now, imposing the boundary condition Eq. (26) to Eq. (33) yields:

$$ {C_1}{ = }{\left( {H_0^{{(1)}}(2\Lambda )} \right)^{{ - 1}}} $$

(34)

Then the solution of the boundary value problem Eqs. (25)–(27) is:

$$ X(x) = \frac{{H_0^{{(1)}}(2\Lambda \sqrt {{1 + bx}} )}}{{H_0^{{(1)}}(2\Lambda )}} $$

(35)

Finally, in virtue of Eqs. (23) and (24):

$$ h(x,t) = {\rm Re} \left[ {A\frac{{H_0^{{(1)}}(2\Lambda \sqrt {{1 + bx}} )}}{{H_0^{{(1)}}(2\Lambda )}}{e^{{i\omega t}}}} \right] $$

(36)

which is the exact analytical solution for the boundary value problem Eqs. (1)–(4).