Interactions rayonnement matière

Entre le moment où le rayonnement électromagnétique est émis et le moment où il est analysé par le capteur, le signal va être perturbé par les interactions avec l’environnement dans lequel il se propage. Dans le cas des planètes, il va d’abord s’agir de l’atmosphère composée notamment de gaz et d’aérosols. La seconde interaction est liée à la surface planétaire elle-même. Le signal contient alors l’information qui nous intéresse, à savoir la composition minéralogique de la portion de surface observée. La perturbation due à l’atmosphère peut être gênante car elle masque une partie du signal provenant de la surface. Il faut donc distinguer les différents processus à l’origine des variations spectrales.

1 Rayonnement électromagnétique et changement de milieu

Lorsqu’un rayonnement électromagnétique rencontre une transition entre deux milieux, trois types d’effets vont intervenir suivant la nature de la surface de transition (Fig. 5). A plus petite échelle, l’extinction particulaire définit la perturbation subie par le rayonnement lorsqu’il interagit avec une particule. Elle comprend les phénomènes d’absorption et de diffusion et peut être vue comme la somme des sections efficaces, se rapportant à ces deux phénomènes. Une section efficace () est une surface quantifiant l’effet d’une perturbation sur un objet, ou la probabilité qu’une réaction se produise en fonction de la surface.

Fig. 5 – Les types d’interactions possibles entre un rayonnement incident et une transition entre deux milieux de natures différentes : réflexion et/ou réfraction, diffusion et absorption

1.1 Réflexion et réfraction

Lorsque la surface est plane par rapport à la longueur d’onde du rayonnement incident, le rayonnement est réfléchi selon les lois de l’optique géométrique. La réflexion est dite de type spéculaire si l’angle d’incidence est égal à l’angle de réflexion. Dans ce premier cas, le rayonnement est totalement réfléchi vers l’observateur mais il ne contient aucune information sur la nature de la surface.

Si le second milieu (cf. Fig. 5) est plus ou moins transparent aux ondes, le rayonnement peut aussi être transmis au travers de celui-ci. Il pénètre le second milieu où il est réfracté et le traverse avec une direction de propagation différente. Cette fraction du rayonnement initial n’est pas observée puisque non renvoyée vers l’observateur, sauf si le rayonnement interagit de nouveau avec un milieu de nature différente et que la nouvelle direction de propagration coïncide avec l’observateur.

1.2 Diffusion

A petite échelle, dans un milieu dilué, le rayonnement électromagnétique peut interagir avec les particules en suspension. Dans le cas de la diffusion simple, une partie de ce rayonnement est redistribué dans l’espace après la rencontre avec une particule. Celle-ci joue alors le rôle de discontinuité optique et la redistribution dans l’espace est fonction d’une loi angulaire propre à la particule. Dans le cas d’interactions consécutives avec plusieurs particules, le terme diffusion multiple est employé. A plus grande échelle, dans le cas de milieux granulaires compacts tel que le régolite planétaire, la diffusion peut intervenir si la surface est rugueuse au regard de la longueur d’onde. Dans ce cas, la réflexion diffuse correspond à une rediffusion de l’énergie dans toutes les directions dans l’hémisphère d’où provient le rayonnement. De plus, la diffusion multiple provenant des particules avoisinantes est à prendre en compte, tout comme les effets d’ombrage induits.

Les caractéristiques de la diffusion vont donc être dépendantes à la fois de la taille des particules et de la longueur d’onde du rayonnement incident. On peut distinguer trois types de diffusion :

• Si les particules sont de tailles grandement inférieures à la longueur d’onde il s’agit de la diffusion de Rayleigh. Dans la gamme de longueurs d’onde utilisées, les molécules (taille autour de 0.1 nm) et petites particules de poussières sont donc concernées par ce type de comportement. La diffusion de Rayleigh disperse et dévie de façon plus importante les courtes longueurs d’onde que les grandes : elle est proportionnelle à . La diffusion est d’autant plus marquée que les éléments diffusants sont nombreux.

• Si les particules sont de tailles grandement supérieures à la longueur d’onde il s’agit de la diffusion non-sélective. Ce régime de diffusion est régi par les lois de l’optique géométrique et affecte toutes les longueurs d’onde.

• Si les particules sont de tailles proches de la longueur d’onde il s’agit de la diffusion de Mie. Ce type de diffusion s’applique aux aérosols et gouttelettes d’eau dans les nuages et affecte les plus grandes longueurs d’onde (proportionnelle à ). La théorie de Mie permet toutefois de prendre en compte la diffusion due à une particule sphérique isolée quelle que soit sa taille. Il est alors possible de faire la relation entre les indices optiques des matériaux et les sections efficaces de diffusion et d’absorption.

On voit ici que les phénomènes de diffusion sont prépondérants dans les couches gazeuses et les milieux granulaires de surface.

1.3 Absorption

L’absorption désigne un processus qui dissipe l’énergie électromagnétique dans un milieu, c’est-à-dire le phénomène par lequel l’énergie d’un photon est transmise à une autre particule. La loi de Beer-Lambert est une relation empirique qui décrit ce phénomène. Pour une longueur d’onde donnée, la relation s’écrit :

où I est l’intensité du rayonnement en sortie, l’intensité du rayonnement en entrée, le coefficient d’absorption du milieu et X la longueur du trajet optique. Le coefficient dépend à la fois de la longueur d’onde et de l’indice de réfraction k du matériel traversé. La relation qui les unit est la suivante :

L’absorption sur un spectre est liée à deux composantes : le continuum et les absorptions particulières, comme celles liées à la minéralogie. Le continuum correspond à l’absorption de fond, c’est-à-dire le niveau moyen de réflectance du spectre, sur lequel les absorptions spécifiques vont se superposer. Clark et Roush (1984) définissent donc le continuum comme étant l’enveloppe du spectre de réflectance. La profondeur d’une bande d’absorption D se définit alors par rapport au continuum :

avec la valeur de réflectance du continuum et celle du spectre à la même longueur d’onde (Clark et Roush, 1984, Clark, 1995). La profondeur de l’absorption va dépendre de l’abondance de l’absorbant et de la taille des grains.

Étant donné que la spectroscopie de réflectance se base sur l’étude des absorptions présentes dans un spectre, l’origine des absorptions sera développée plus en détail dans les parties suivantes.

2 Processus à l’origine des bandes d’absorptions et implications pour les spectres

Comme Clark (1999) l’a résumé, les bandes d’absorptions présentes dans un spectre ont plusieurs origines possibles suivant la gamme de longueur d’onde étudiée. Les processus électroniques les génèrent dans l’ultraviolet et le proche-infrarouge alors que pour l’infrarouge, il s’agit de processus vibrationnels (Hunt et Salisbury, 1970).

2.1 Transitions électroniques

Les minéraux qui nous intéressent ici sont l’olivine et les pyroxènes. Les éléments prépondérants sont donc le magnésium, le fer, le calcium, le silicium et l’oxygène. Il est aussi possible de trouver un peu d’aluminium dans les pyroxènes. Parmi ces éléments, seul le fer est un métal de transition et lui seul présente des transitions électroniques caractéristiques. Les autres éléments ne présentent pas d’absorption dans le visible et le proche-infrarouge. La plupart des absorptions électroniques observées sur les spectres de minéraux ou de roches sont dues aux ions ferreux et ferriques .

D’après la théorie de la mécanique quantique, les ions et les atomes isolés ont des états discrets d’énergie. Les processus électroniques les plus communs dans les minéraux sont dus aux orbitales d incomplètement remplies en électrons des ions des éléments de transitions. Les orbitales externes 3d de la première série des métaux de transition contrôlent donc la position des niveaux d’énergie.

Pour tous les éléments de transition, les orbitales d non remplies dans un ion isolé sont au même niveau énergétique. Dans le cas où celui-ci se trouve dans un réseau cristallin, il forme alors des complexes avec des molécules porteuses de paires d’électrons (ligand). La liaison de coordination qui unit les ligands aux métaux de transition est une mise en commun d’une ou plusieurs paires d’électrons provenant de la couche 2s du ligand avec des orbitales vides du métal. Les niveaux d’énergie du métal de transition se clivent alors en deux sous-niveaux : un niveau double et un niveau triple . On parle de multiplicité du métal (Fig. 6). Suivant l’énergie libérée lors de la complexation, les sous-niveaux sont séparés par une différence d’énergie variable (). Cette dernière conditionne la répartition des électrons sur les sous-niveaux d’énergie.

Fig. 6 – Évolution de la multiplicité du fer 2+ selon la nature du ligand. La complexation avec le ligand L a libérée moins d’énergie que celle avec le ligand L’.

L’existence de ces sous-niveaux permet à un électron de se déplacer d’un niveau d’énergie faible à un niveau plus élevé lorsqu’il est excité par l’absorption d’un photon ayant une énergie égale à la différence d’énergie entre les deux états (Fig. 7). A l’inverse, il y a émission d’un photon lorsque le changement se produit ensuite d’un niveau d’énergie plus élevé vers un niveau plus faible. Le photon ainsi réémis a une longueur d’onde différente du photon absorbé. Suivant sa probabilité de réalisation, la transition sera permise ou interdite.

Fig. 7 – Principe de l’absorption liée à une transition électronique : à gauche absorption d’un photon et changement d’orbitale de l’électron; à droite changement d’orbitale d’un électron et émission d’un photon à une longueur d’onde différente. La différence de longueur d’onde entre l’absorption et l’émission engendre une absorption à une longueur d’onde donnée sur le spectre.

Les énergies respectives des sous-niveaux sont déterminées par l’état de valence de l’atome, le nombre de coordination, la symétrie du site cristallographique occupé, le type de ligand formé, la distorsion du site et la distance interatomique métal-ligand (Burns, 1993). Les niveaux d’énergie varient en conséquence avec la structure cristallographique du minéral et le même ion métallique peut impliquer des absorptions à des longueurs d’onde différentes. Dans le cas d’un champ cristallin parfaitement octaédrique, la dissociation entre les niveaux d’énergie du engendre une absorption autour de 1.10 µm. De plus, les vibrations thermiques modifient la distance métal-ligand autour d’une valeur moyenne, ce qui a pour conséquence de créer des absorptions plus ou moins larges (Burns, 1993).

Dans la nature, les minéraux peuvent toutefois présenter de petites distorsions des sites qui entraînent un décalage de l’absorption vers 1.00 µm. La longueur d’onde de cette absorption est caractéristique des silicates contenant l’ion . L’olivine présente ainsi une absorption autour de 1.00 µm avec deux absorptions latérales à 0.80 et 1.30 µm (exemple sur la figure 8). La présence de ces deux absorptions supplémentaires s’explique par le fait qu’en fonction du type de site cristallographique ou ,  la distance au ligand et la distorsion du site octaédrique varient [Burns70, Hunt77]. La transition du dans le site est à relier à l’absorption centrale tandis que les deux autres correspondent aux transitions liées au site . L’énergie de l’absorption est quant à elle inversement reliée à la taille du site cristallographique (Burns, 1993).

Fig. 8 – Spectres de minéraux purs acquis en laboratoire (RELAB, Brown University) avec respectivement de haut en bas un spectre d’olivine de type forstérite, un spectre de plagioclase de type anorthosite, un spectre d’orthopyroxène de type enstatite et un spectre de clinopyroxène de type diopside.

Dans le cas des orthopyroxènes (e.g. enstatite sur la figure 8), la distorsion du site octaédrique est encore plus prononcée ce qui donne lieu à deux absorptions caractéristiques. La première se situe dans le domaine visible, autour de 0.90 µm, tandis que la seconde a lieu dans le proche infrarouge autour de 1.85 µm (Singer, 1981). Nous parlerons par la suite de domaine à 1 µm et domaine à 2 µm pour les distinguer. Pour ce qui est des clinopyroxènes (pyroxènes plus riches en calcium, e.g. diopside sur la figure 8), ils montrent aussi une combinaison de deux absorptions caractéristiques mais à des longueurs d’onde plus importantes. La première se situe autour de 1.00 µm et la seconde autour de 2.30 µm (Hunt et Salisbury, 1970, Adams, 1974, 1975). Cette différence entre les deux types de pyroxènes s’explique par la position de l’ion dans les sites cristallographiques : pour l’orthopyroxène il se situe préférentiellement dans le site tandis que pour le clinopyroxène il se situe préférentiellement dans le site , le se plaçant alors dans le site (Burns, 1993, Adams, 1974).

Pour les plagioclases, l’ion peut se substituer à l’ion . Le spectre de plagioclase montre alors une large absorption autour de 1.25 µm. Celle-ci reste toutefois très peu profonde comparée aux absorptions des olivines et pyroxènes.

Un second processus électronique, appelé transferts de charges provoquent également des absorptions. Dans ce cas, l’absorption d’un photon permet à un électron de se déplacer entre deux ions voisins ou entre un ion et un ligand. Ces transferts nécessitent beaucoup plus d’énergie et impliquent donc des photons de plus haute énergie que pour les transitions électroniques. Les longueurs d’onde concernées se situent dans le domaine ultraviolet et seule l’aile de l’absorption peut s’étendre dans la partie visible du spectre. Ce processus explique la diminution brutale de la réflectance en-dessous de 0.70 µm.

2.2 Vibrations moléculaires

La deuxième grande origine des absorptions est liée aux processus vibrationnels qui animent les molécules. Une molécule peut en effet se modéliser comme un ensemble d’oscillateurs liés les uns aux autres. L’excitation d’un des oscillateurs se traduit donc par l’excitation simultanée de tous les oscillateurs, aussi bien en élongation qu’en flexion. Tous les atomes de la molécule vibrent alors avec une même fréquence autour de leurs positions d’équilibre. Chacune de ces vibrations d’ensemble est appelée mode normal de vibration ou fondamental. Le nombre de modes fondamentaux est fonction du nombre d’atomes de la molécule. Leurs fréquences de vibration dépendent de la force de chaque liaison et de la masse des atomes correspondants. Ces vibrations peuvent se répéter à des fréquences multiples des fréquences fondamentales et seront alors appelées harmoniques.

Pour que l’oscillateur mécanique soit excité et entre en vibration, il doit y avoir une interaction avec l’onde électromagnétique conduisant à un transfert d’énergie. Ceci se produit quand la vibration fait varier le moment dipolaire de la molécule. L’intensité absorbée sera d’autant plus grande que la variation du moment dipolaire l’est aussi.

Dans les minéraux, les vibrations fondamentales ont lieu dans l’infrarouge moyen et lointain (Hunt et Salisbury, 1970). Les groupements Si/O, Al/O ou Mg/O ont par exemple des modes fondamentaux autour de 10 µm. Cela ne nous intéressera donc pas dans la suite de cette étude. Par contre, lorsque les fréquences des fondamentales sont élevées, les harmoniques ou les combinaisons correspondantes produisent des absorptions dans le visible et le proche infrarouge Les groupes communs qui présentent ce genre d’absorption sont l’eau , les ions hydroxyles et les carbonates . La présence d’eau sous ses diverses formes va notamment avoir un fort impact à la fois dans le cas de l’atmosphère et dans le cas de minéraux hydratés.

Sous forme isolée (i.e. en phase gazeuse), la molécule d’eau possède 3 modes de vibrations fondamentales. Ces 3 vibrations fondamentales , et correspondent respectivement à l’élongation symétrique, à la flexion et à l’élongation asymétrique (Fig. 9). Elles entraînent des absorptions respectivement à 2.74, 6.27 et 2.66 µm. Dans le cas de la phase liquide, les fréquences se décalent, à cause de la liaison hydrogène, respectivement à 3.10, 6.08 et 2.90 µm. En plus des vibrations fondamentales, les harmoniques produisent des absorptions à 1.40 µm (multiple ) et 1.90 µm (combinaison ) caractéristique de la présence d’eau moléculaire. Si l’eau est située dans des sites bien ordonnés, les absorptions seront fines tandis que si les molécules sont peu ordonnées, les absorptions seront larges.

Fig. 9 – Représentation des 3 modes de vibrations fondamentales de la molécule d’eau

L’ion hydroxyle a un seul mode d’élongation possible et la longueur d’onde de l’absorption correspondante dépend de l’ion auquel il est rattaché. Dans les spectres de minéraux, même si l’absorption peut se trouver sur une gamme comprise entre 2.67 et 3.45 µm, elle sera principalement située autour de 2.75 µm. Toutefois, comme le radical est généralement présent dans de multiples sites cristallographiques, il peut engendrer plusieurs absorptions sur un même spectre. La combinaison de la liaison métal-OH et de l’élongation produit une absorption autour de 2.2 à 2.3 µm. Les minéraux carbonatés présentent quant à eux cinq absorptions caractéristiques dans le proche infrarouge : deux larges absorptions à 2.35 et 2.55 µm et trois plus fines à 1.90, 2.00 et 2.16 µm.

2.3 Effets de l’atmosphère

Avant de parvenir au capteur, le rayonnement électromagnétique va interagir avec les différents environnements traversés. Il s’agit notamment de la surface et de l’atmosphère. Cette dernière est composée de gaz et d’aérosols, c’est-à-dire de petites particules solides ou liquides en suspension. Les interactions avec l’atmosphère vont aussi produire des absorptions qui peuvent partiellement masquer le signal provenant de la surface. Il est donc nécessaire de prendre en compte ces interactions avant d’analyser les données hyperspectrales. Suivant la position de la source par rapport à la surface étudiée et la position du capteur, les trajets du rayonnement ne vont pas être identiques (Fig. 10).

Fig. 10 – Schéma du trajet parcouru par le rayonnement électromagnétique avant d’être analysé par un capteur. Dans le cas de données satellitaires ou aéroportées, le rayonnement subi deux fois l’interaction avec l’atmosphère.

L’atmosphère terrestre est composée principalement d’azote (78%), d’oxygène (21%), d’argon (0.93%) et de dioxyde de carbone (0.033%). En plus de ces gaz, de la vapeur d’eau et des poussières peuvent être présentes en quantités variables. Comme nous l’avons vu précédemment, des absorptions sont engendrées par les vibrations de ces molécules de gaz. Une observation hyperspectrale, quelles que soient ses conditions d’acquisition, va ainsi contenir des absorptions en fonction du parcours effectué dans l’atmosphère. En plus des absorptions, les processus de diffusion de type Rayleigh pour les molécules de gaz et de type Mie pour les aérosols vont également contribuer à modifier l’information spectrale. La dernière modification provient de la réfraction sur les différentes couches de l’atmosphère, celles-ci subissant des variations verticales de température, de pression et de composition.

Fig. 11 – Représentation des absorptions des principaux gaz constitutifs de l’atmosphère terrestre, de l’atténuation du flux due à la diffusion et du pourcentage d’absorption totale de l’atmosphère en fonction de la longueur d’onde.

En pratique, l’absorption totale de l’atmosphère est l’addition de l’ensemble de ces effets. La figure 11 montre une variation du pourcentage d’absorption en fonction de la longueur d’onde. Les régions qui ne montrent pas d’absorptions particulières sont appelées des fenêtres de transmission atmosphérique et sont utilisées pour étudier la réponse spectrale de la surface.

L’atmosphère martienne est composée principalement de (95.32%), d’azote (2.7%) et d’argon (1.6%). En plus des mesures in situ réalisées par les sondes Viking, des études spectroscopiques ont été menées grâce à l’instrument ISM (Bibring et al., 1989, Combes et al., 1991). Pour déterminer les effets de l’atmosphère sur les spectres, et ainsi pouvoir corriger les données hyperspectrales, la solution couramment utilisée consiste à mesurer deux spectres en réflectance sur deux surfaces ayant la même composition mais à des altitudes différentes. Cette méthode a été réalisée par Bibring et al. (1991) avec les données ISM sur les flancs d’Olympus Mons, cet édifice volcanique se prêtant très bien à cet exercice avec son dénivelé de 20 km. La figure 12 montre le rapport entre un spectre à haute altitude et un spectre à basse altitude et met ainsi en évidence les absorptions dues à l’atmosphère. Dans le domaine spectral qui nous concerne, le possède deux absorptions plus marquées, respectivement à 1.4 et 2 µm. A partir de ce rapport, et en connaissant l’épaisseur d’atmosphère traversée pour une acquisition, il est possible de corriger les données hyperspectrales. Cette correction est ainsi couramment appliquée sur les données OMEGA (Bibring et al., 2005, Mustard et al., 2007).

Fig. 12 – Rapport entre un spectre ISM à haute altitude et un spectre ISM à basse altitude sur un flanc d’Olympus Mons, d’après Bibring et al. (1991). Les variations sont liées à la différence d’épaisseur d’atmosphère qui a été traversée par le rayonnement. Elles peuvent donc être reliées aux absorptions moléculaires des différents gaz.

3 Variations spectrales liées aux minéraux et aux roches

3.1 Variations liées à l’état physique de la surface

Après avoir traversé l’atmosphère, le rayonnement électromagnétique interagit donc avec la surface. Suivant la nature et les propriétés physiques de celle-ci, le spectre résultant, enregistré par le capteur, va présenter des variations. Avant de s’intéresser plus particulièrement aux variations liées à la composition de la roche, les effets liés aux propriétés physiques de la surface vont être brièvement décrits.

Le processus qui rend la spectroscopie de réflectance possible est la diffusion. Des photons vont entrer dans un matériau, être diffusés une ou plusieurs fois à l’intérieur, puis être rediffusés vers l’extérieur. D’autres seront par contre absorbés. Le chemin optique des photons au sein du matériel est aléatoire et le nombre d’interactions dépend de la nature des grains : plus les grains sont sombres, plus les photons sont rapidement absorbés et donc plus le nombre d’interactions entre les photons et les grains est faible (Clark, 1984). Ainsi, un composant sombre sur une surface, même en faible proportion, aura un impact important sur le niveau de réflectance du spectre qui sera alors plus faible.

La quantité de lumière diffusée et absorbée dépend aussi de la taille des grains et de la longueur d’onde (Clark, 1984, Hapke, 1981, 1993). Dans le cas de gros grains, le chemin à parcourir par les photons avant de ressortir est plus long, ce qui favorise leur absorption suivant la relation de Beer-Lambert. Les gros grains entraînent donc des absorptions larges tandis que les grains de petite taille engendrent des absorptions plus fines (exemple pour l’olivine sur la figure 13). De plus, en raison du faible parcours optique dans le cas de petits grains, un photon a plus de chance d’interagir préférentiellement avec la surface. L’augmentation de la taille des grains s’accompagne donc aussi d’une diminution générale des valeurs de réflectance sur le spectre.

Fig. 13 – Spectres en réflectance obtenus sur une forstérite provenant d’Hawaii avec des tailles de grains variables (acquisition avec un ASD Fieldspec, DTP/UMR5562/OMP). Une augmentation de la taille des grains implique un niveau de réflectance plus faible et des absorptions nettement plus larges.

Enfin, en plus de l’état physique de la surface, les conditions d’observation vont avoir une influence sur les données : suivant les angles d’incidence, d’émergence et de phase, l’intensité de la lumière reçue va varier. Les conditions d’observation déterminent l’ombrage apparent de la surface étudiée, tout comme les paramètres de la diffusion (Mustard et Pieters, 1989, Hapke, 1993). Hormis dans les cas extrêmes, par exemple pour la réflexion spéculaire, les profondeurs des absorptions dans un spectre n’en seront cependant que très légèrement modifiées. Les conditions d’observations ont donc un impact principalement sur le niveau et la forme générale du continuum du spectre.

3.2 Variations spectrales liées à la composition chimique

La présence du fer dans les sites cristallographiques entraîne des absorptions à des longueurs d’ondes précises. Cependant, la spectroscopie optique est extrêmement sensible aux variations de la structure cristallographique et de la composition chimique du minéral. Cette sensibilité est donc très intéressante pour caractériser précisément la minéralogie d’une roche, même si la complexité apparente des spectres rend l’accès difficile à l’information initiale.

Ainsi les compositions chimiques variables des olivines et pyroxènes présentées dans le paragraphe vont avoir un impact important sur la forme générale des spectres. L’olivine correspond à une solution solide entre un pôle Fe (Fayalite) et un pôle Mg (Forstérite). Suivant la teneur en fer, la position des absorptions et leurs intensités respectives vont évoluer (Adams, 1975, Burns,1970, 1993, King et Ridley, 1987). Cela implique une évolution de la forme générale du spectre comme le montre la figure 14. Il est à noter qu’une olivine purement magnésienne ne présentera pas d’absorptions.

Fig. 14 – Spectres d’olivine ayant une teneur en fer comprise entre Fo96 (spectre le plus haut) et Fo1 (spectre le plus bas). Spectres acquis au RELAB (Brown University)

Pour les pyroxènes, un décalage en longueur d’onde peut également être observé en fonction du rapport (Adams, 1974, 1975, Cloutis et al., 1986, Cloutis et Gaffey 1991). Les absorptions à 0.90 µm, pour les orthopyroxènes, se décalent vers de plus grandes longueurs d’onde lorsque la composition tend vers la série des clinopyroxènes. Ce phénomène est à relier à l’augmentation de l’occupation du site par le plutôt que l’ion ferreux mais aussi à la répartition de l’ion ferreux dans les sites (Burns, 1993). Hazen et al. (1978), puis Cloutis et Gaffey (1991), ont pu étalonner ce décalage pour le quadrilatère des pyroxènes communs (Fig. 15). Les positions relatives des absorptions à 1 et 2 µm permettent aussi de distinguer les deux types de pyroxènes comme le montre la figure 16. La présence des ions , et peut toutefois décaler la position des centres par rapport aux tendances classiquement observées par Adams (1974).

Fig. 15 – Position des centres des absorptions des domaines à 1 µm (a) et à 2 µm (b) pour les pyroxènes, d’après Hazen et al. (1978) et Cloutis et Gaffey (1991) respectivement en pointillés gris et traits pleins noirs.

Fig. 16 – Longueur d’onde des centres des bandes d’absorption autour de 1 et 2 µm dans les spectres de pyroxènes d’après Adams (1974).

3.3 Variations spectrales liées aux mélanges

Les différents types de mélange

Nous avons présenté la variabilité des spectres en fonction de la composition chimique d’un minéral unique. Cependant une roche est un assemblage minéralogique. Il faut donc prendre en compte les effets dus aux mélanges entre plusieurs minéraux. Les principaux types de mélanges sont les mélanges surfaciques, les mélanges intimes et les mélanges entre couches multiples (Clark et al., 2003). Ils sont représentés sur la figure 17.

Fig. 17 – Les différents types de mélanges et les interactions entre le rayonnement et les unités de différentes compositions (Unité 1 et Unité 2). Suivant le type de mélange, la convolution va être linéaire (mélange surfacique) ou non-linéaire (mélange intime).

Les mélanges surfaciques correspondent à la réponse spectrale enregistrée par un instrument lorsque deux unités de compositions différentes et optiquement séparées renvoient un rayonnement au capteur et ce sans interagir mutuellement. Ce type de mélange suppose donc qu’il n’y a pas de diffusion multiple entre les constituants. Le signal récupéré est alors une combinaison linéaire entre les spectres des deux unités, qui dépend de la fraction surfacique occupée par chacune d’entre elles. En conditions naturelles, ce type de mélange peut s’appliquer lorsqu’un pixel analysé recouvre une transition entre deux terrains de nature géologique différente.

Dans le cas d’une roche, c’est-à-dire dans le cas de minéraux différents assemblés aléatoirement, les phénomènes de mélanges intimes sont prépondérants. Le rayonnement incident interagit avec un matériau puis est réfracté par une interface. Il passe alors dans le minéral voisin, où il peut être de nouveau réfracté vers un autre minéral, et est enfin analysé par le capteur. Par conséquent, le spectre résultant est une combinaison non-linéaire des spectres des différents éléments rencontrés sur le chemin optique du faisceau. Les processus de mélanges intimes, comme pour les mélanges surfaciques, sont dépendants de la taille de grains et du domaine de longueur d’onde observé.

Le dernier type de mélange se produit lorsqu’une couche en recouvre une autre. Dans ce cas, chaque couche constitue une interface où la diffusion et la transmission peuvent faire varier le trajet optique. Ce dernier change en fonction des propriétés des matériaux traversés et de la longueur d’onde (voir Clark et Roush, 1984, pour plus de détails). La spectroscopie de réflectance dans les domaines visible et proche-infrarouge ne concerne en général que la surface du matériau, c’est-à-dire sur une profondeur de l’ordre de 15 µm. Dans la nature, les mélanges entre couches multiples concernent les roches présentant une altération de surface appelée patine (Fig. 18). Le rayonnement analysé est le résultat de l’interaction entre la couche altérée et la couche fraîche. Dans le cas où la patine a une épaisseur trop importante, le signal des minéraux primaires présents en-dessous peut être complètement masqué. Dans le cas des roches de cette étude, la patine reste a priori globalement peu développée et est non uniforme à l’échelle spatiale d’un pixel de dimension plurimètrique à hectomètrique.

Fig. 18 – Comparaison entre une surface patinée et une surface fraîche pour une roche d’Oman. La surface patinée présente un aspect brun sur une épaisseur de quelques microns dus à l’altération des minéraux de surface en contact avec l’environnement.

Mélanges intimes d’olivine et de pyroxènes

La figure 19 montre la variabilité spectrale de mélanges comportant un orthopyroxène et un clinopyroxène en proportions variables. Les spectres correspondants montrent des propriétés intermédiaires aux pôles purs, ces propriétés variant non-linéairement en fonction de la quantité relative de chacun des pôles (Adams, 1974, Singer, 1981, Cloutis et Gaffey, 1991). Dans le domaine à 1 µm, l’orthopyroxène seul montre une intensité d’absorption plus prononcée que le clinopyroxène seul. Dans le cas de compositions intermédiaires, la signature du clinopyroxène peut alors être partiellement masquée, ce qui provoque une asymétrie de la forme générale du spectre. Dans le domaine à 2 µm, les absorptions se situent à des longueurs d’onde plus éloignées et le recouvrement de bande est donc moins marqué. Sunshine et Pieters (1993) ont caractérisé des tendances entre les proportions de chacun des pyroxènes et les propriétés des absorptions.

Fig. 19 – Variabilité spectrale d’un mélange de pyroxènes : les pôles purs enstatite (spectre le plus haut) et diopside (spectre le plus bas) sont ensuite mélangés en proportions variables. Spectres acquis au RELAB (Brown University)

Les variations spectrales sur les mélanges contenant un des deux pyroxènes associé à de l’olivine ont également été étudiées (Fig. 20 et 21). D’après Singer (1981), pour les mélanges contenant du diopside et de la forstérite, les spectres sont globalement dominés par les caractéristiques du clinopyroxène. Dès 50 % de pyroxène dans le mélange, la contribution de l’olivine disparaît quasiment du spectre et seules des variations subtiles subsistent. Cependant, même si l’olivine est présente en très faible quantité, le spectre montre un épaulement récurrent entre 1.15 et 1.55 µm (généralement autour de 1.30 µm). De plus, comme les minima d’absorption des deux minéraux se situent autour des mêmes longueurs d’onde à 1 µm, il existe un léger décalage du point le plus bas dans le spectre. En effet, le point le plus bas du spectre ne correspond ni au maximum d’absorption de l’olivine ni au maximum d’absorption du clinopyroxène. Ce minimum se situe entre les longueurs d’ondes théoriques des deux absorptions mais sa position n’est pas une fonction linéaire de la composition du mélange (Adams, 1974). A l’inverse, l’absorption du pyroxène dans le domaine à 2 µm n’est, quant à elle, quasiment pas affectée par la présence d’olivine, même en proportion élevée. Comme il existe une variation pour le domaine à 1 µm mais pas pour celui à 2 µm, Adams (1974) a ainsi montré qu’en présence d’olivine les positions des centres des absorptions vont s’écarter de la tendance classique des pyroxènes purs de la figure 16. La présence d’olivine dans le mélange a aussi pour effet de modifier la pente locale du spectre dans le domaine à 2 µm, induisant ainsi une diminution de la profondeur de l’absorption du pyroxène (Singer, 1981).

Fig. 20 – Variations spectrales dans le cas d’un mélange d’olivine et de clinopyroxène, d’après Singer (1981)

Fig. 21 – Variations spectrales dans le cas d’un mélange d’olivine et d’orthopyroxène, d’après Singer (1981)

Pour les mélanges contenant à la fois de la forstérite et de l’enstatite, les propriétés spectrales sont assez similaires au mélange olivine-clinopyroxène. La différence majeure provient du fait que l’absorption de l’orthopyroxène se situe autour de 0.90 µm. La différence entre cette absorption et celle de l’olivine étant plus importante que dans le cas précédent, le décalage du minimum et l’asymétrie du spectre seront également plus important. Le maximum de réflectance entre les domaines à 1 et 2 µm se situant à des longueurs d’onde plus courtes pour l’orthopyroxène que pour le clinopyroxène, il s’en trouve affecté par la présence de l’olivine et se décale d’autant plus vers le domaine à 2 µm que la proportion d’olivine dans le mélange augmente (Singer, 1981).

Il est à noter que le plagioclase peut modifier légèrement les spectres lorsqu’il est mélangé avec des pyroxènes. Sa légère absorption (Fig. 8 ) peut créer un épaulement autour de 1.3 µm, similaire à celui de l’olivine quand elle est présente en faible quantité. Il est toutefois toujours possible de discriminer l’olivine du plagioclase, car ce dernier ne modifie pas les profondeurs des absorptions des pyroxènes à 2 µm (Adams, 1974). De manière générale, l’absorption du plagioclase sera masquée par celles des minéraux plus riches en fer et la spectroscopie optique, notamment dans le proche-infrarouge, s’avèrera inadaptée pour identifier la présence du minéral plagioclase.

Share and Enjoy

  • Twitter
  • Facebook
  • Google Plus
  • Pinterest
  • LinkedIn
  • RSS