3.3 Validation du modèle sur les données d’une monocellule
3.3.2 Résultats et analyse
Dans cette partie, nous présentons les résultats d’identification réalisés en utili- sant le modèle dynamique et les essais des monocellules avec les différentes AME. La Figure 3.19 montre un exemple des données expérimentales de la spectroscopie de l’AME 2 et les courbes obtenues par identification du modèle. Comme déjà évoqué dans la partie modèle/modèle, le nombre de cellules choisi conditionne la qualité du fitting. Ce choix résulte d’un compromis entre un nombre de cellules suffisamment important pour une bonne localisation des constantes de temps, mais pas trop élevé
pour éviter de générer un problème d’optimisation avec un grand nombre de para- mètres (l’optimum devient alors plus difficile à trouver). Nous proposons donc de choisir la configuration suivante :
30 cellules pour modéliser l’impédance de l’activation. Les constantes de temps sont distribuées sur l’intervalle [3 .10-6/I ; 50/I].
30 cellules pour modéliser l’impédance de la diffusion. Les constantes de temps sont distribuées sur l’intervalle [3 .10-4/Ilim-I ; 50/Ilim-I].
20 cellules pour modéliser l’impédance résiduelle. Les constantes de temps sont distribuées sur l’intervalle [1.10-5 ; 1].
Figure 3.19. Données expérimentales de la spectroscopie et résultats du fitting du mo- dèle pour l’AME 2
Les résultats du fitting obtenus pour cette identification sont assez bons pour tous les courants de la SIE. En effet, les erreurs absolues maximales avoisinent 0,15 mΩ pour les réels et ne dépassent pas 0,4 mΩ pour les imaginaires (voir Figure 3.20).
(a) Erreur absolue maximale sur les réels (b) Erreur absolue maxiamle sur les ima-
ginaires
Figure 3.20. Erreurs absolues maximales entre les données de la spectroscopie et celles obtenues par le modèle dynamique
(rose) et Zres (vert) pour l’AME 2 à 30 A. Les correspondances entre Ract_QS, Rdiff_QS et les valeurs des impédances Zact et Zdiff en basses fréquences sont vérifiées permettant ainsi la cohérence entre les comportements quasi-statique et dynamique (petits cercles sur la figure). Il en résulte clairement qu'une impédance résiduelle (verte) a été nécessaire pour modéliser la partie restante de l'impédance après avoir pris en compte les phénomènes d'activation et de diffusion.
Figure 3.21. Données expérimentales, données du modèle, impédances liées à l’activa- tion, à la diffusion, au résidu et pentes obtenues via la modélisation de la courbe de polarisation pour l’AME 2 à 30 A.
Outre la bonne qualité du fitting, les lois permettant la cohérence entre le com- portement quasi-statique de la pile et le comportement dynamique sont respectées pour tous les courants (Ract_QS= Ract_BF, Rdiff_QS= Rdiff_BF). Cela est attesté par la Figure 3.22, où l’on montre les évolutions des Ract_QS, Ract_BF, Rdiff_QS, Rdiff_BF en fonction du courant pour les 3 AME. Ces résultats prouvent, encore une fois, que malgré la com- plexité des phénomènes et la diversité des données du multi-spectre, l’algorithme arrive toujours à trouver une solution pour le problème d’optimisation posé.
(a) Ract_QS et Ract_BF (b) Rdiff_QS et Rdiff_BF
Figure 3.22. Correspondance entre les résistances basse fréquence et celles obtenues par la dérivée de la courbe de polarisation pour l’activation et la diffusion
On constate que, quel que soit le courant de polarisation, RBF(I) est toujours supé- rieur à RQS(I) pour les trois AME testés. Un exemple est représenté sur la Figure 3.23(a) où les valeurs de la pente de polarisation RQS(I) sont positionnées sur les spectres d’impédance (dans le diagramme de Nyquist) pour plusieurs courants de polarisation dans le cas de l’AME 2. La Figure 3.23(b) montre l’évolution de la quan- tité ΔR(I), différence entre RBF(I) et RQS(I). Comme nous pouvons le remarquer sur cette figure, l’évolution de cette différence de résistance en fonction du courant de polarisation n’est pas quelconque et présente un comportement marqué typique d’une loi en 1/I. Des investigations seront menées dans le Chapitre 4 pour tenter de préciser ces phénomènes.
(a) (b)
Figure 3.23. (a) Illustration des comportements quasi-statique et dynamique en basses fréquences pour l’AME 2. (b) Evolution de ΔR(I) en fonction du courant pour les 3 AME.
A I3 A I5 A I7,5 A I15,5 ) 3 ( A RQS ) 3 ( A RBF ) 3 ( A R
Spectres d’activation
Pour évaluer la sensibilité de la méthode par rapport aux caractéristiques de chaque AME, les résultats d'identification obtenus pour chaque AME sont comparés. Comme dans le chapitre précédent, nous voulons mettre en évidence l’impact d’un changement de propriétés des matériaux (différentes épaisseurs de membrane, dif- férentes charges de platine pour la couche active) sur les différents spectres d’impé- dance (activation, diffusion et résidu). Nous proposons également d’observer les spectres de constantes de temps associés à ces impédances pour évaluer la pertinence de cette représentation pour l’analyse.
Les résultats d’identification concernant les spectres de constantes de temps et les diagrammes de Nyquist associés à l'activation et à la diffusion sont représentés sur la Figure 3.24, la Figure 3.26 et la Figure 3.27 pour un courant de 30 A.
(a) Diagramme de Nyquist (b) Spectre de constantes de temps
Figure 3.24. Résultats d’identification - Diagramme de Nyquist et spectres de constantes de temps des impédances d’activation des 3 AME à 30 A
Pour notre modèle, la coupure du diagramme d’impédance avec l’axe des réels vers les basses fréquences correspond à la valeur de l’impédance pour une fréquence nulle, soit Ract_BF. Ces valeurs sont, pour les trois impédances d’activation, égales à la valeur Ract_QS de la pente de la courbe de polarisation pour I= 30 A. Ce résultat est, rappelons-le, lié à la contrainte que nous avons rajoutée dans le processus d’identifi- cation pour forcer la cohérence entre les comportements statique et dynamique (Éq 3.4 pour que Ract_BF= Ract_QS). Comme Ract_QS ne dépend ni de I0 (supprimé par l'opéra- tion de dérivation), ni de In (négligé dans notre cas car In << I), cette résistance ne dépend que du paramètre , qui est considéré fixe par hypothèse ( = 0,5). Il est donc logique que les valeurs des trois impédances des AME en basse fréquence soient
identiques (les phénomènes dynamiques liées à l’activation sont indépendants du courant d’activation et quasi- indépendants du courant de crossover).
Grâce aux tracés des impédances d’activation dans le plan de Nyquist, on voit bien que les 3 AME ont des caractéristiques dynamiques d'activation proches les unes des autres (Figure 3.24(a)). La localisation des constantes de temps les plus significa- tives identifiées par l’algorithme pour chaque AME reste en effet dans les mêmes gammes de constantes de temps. On peut cependant, grâce aux spectres de cons- tantes de temps, mieux percevoir que le comportement dynamique des trois AME est sensiblement différent (Figure 3.24(b)). L’AME 2 semble se distinguer par des constantes de temps légèrement plus rapides que celles de l’AME 1 et 3. Il semble cependant difficile de distinguer les changements de propriétés des AME à partir des spectres ou de l’impédance d’activation. Notons bien que conclure à des comporte- ments dynamiques d’activation presque identiques pour les 3 AME ne signifie pas que les pertes par activation sont presque identiques.
Comparons maintenant les trois capacités globales estimées dans le Tableau 3.3. Ces capacités globales peuvent être assimilées aux phénomènes de double couche électrochimique (Cdc) qui correspond à l’accumulation de charges électriques de dif- férents types (électrons et ions) à chaque interface électrode/membrane [117] [118]. En d'autres termes, la capacité double couche est supposée donner une image de la dynamique des phénomènes d’échanges à l’interface entre le catalyseur et la mem- brane.
Ces capacités sont estimées en supposant que les cellules R-C en série liées à l'ac- tivation peuvent être assimilées à une seule cellule R-C équivalente, car la forme de l'impédance correspondante est proche d'un demi-cercle parfait. La valeur de la ca- pacité de chaque AME est presque similaire pour tous les courants. Une valeur moyenne de la capacité globale liée à chaque AME est indiquée dans le Tableau 3.3. Selon ce tableau, nous pouvons voir que les valeurs des capacités globales Cdc liées à l’AME 1 et l’AME 3 sont proches et supérieures à la valeur de la Cdc de l’AME 2. Les AME 1 et 3 ont les mêmes charges de platine, il semble cohérent de trouver des va- leurs proches. En effet, plus la charge de platine est élevée, plus la surface active est grande impliquant une plus grande interface électrode/ membrane et par voie de conséquence la capacité à stocker des charges de part et d’autre de cette interface.
L’AME 2 possède quant à elle des charges de platine bien inférieures aux AME 1 et 3. On peut dire qu’il y’a une bonne corrélation entre les charges de platine et les valeurs des capacités double couche.
Numéro de l’AME Valeur estimée de Cdc (F)
AME 1 (50 µm – 0,5/ 0,5 mgpt/ cm²) 3,04
AME 2 (50 µm – 0,15/ 0,25 mgpt/ cm²) 1,74
AME 3 (27 µm – 0,5/ 0,5 mgpt/ cm²) 2,64
Spectres de diffusion
En ce qui concerne tout d’abord les valeurs de l’impédance de diffusion à basses fréquences Rdiff_BF, rappelons que nous avons forcé cette résistance de façon à ce qu’elle soit la plus proche possible de Rdiff_QS (résistance représentant la contribution des pertes de diffusion dans la pente de la courbe de polarisation). Cela signifie qu’à courant fixe, cette résistance ne dépend donc que des valeurs des paramètres β et Ilim.
La contribution des phénomènes de la diffusion à la pente de la courbe de pola- risation varie fortement en fonction du courant. Par exemple, si l’on se place à 50 A au niveau de la Figure 3.25, les 3 pseudos-diamètres de la diffusion seront très diffé- rents les uns des autres par rapport à un point de polarisation à 30 A. Cela illustre les difficultés pour interpréter les phénomènes de diffusion du point de vue dynamique. De manière générale, les phénomènes dynamiques de diffusion seront plus percep- tibles à fort courant puisque les phénomènes d’activation (loi en 1/I) sont de plus en plus faibles quand le courant augmente.
Figure 3.25. Zoom sur l’évolution de Rdiff_QS en fonction du courant pour les 3 AME à
Du point de vue de la forme des impédances et des spectres de constantes de temps liés à la diffusion, le comportement dynamique est très sensible au change- ment d’AME même si les pertes par diffusion ne sont pas très différentes entre les AME. La Figure 3.26 et la Figure 3.27 illustrent la comparaison des diagrammes de Nyquist et des spectres de constantes de temps des 3 AME à 30 A et 50 A respective- ment.
(a) Diagramme de Nyquist (b) Spectre de constantes de temps
Figure 3.26. Résultats de l’identification - Diagramme de Nyquist et spectres de cons- tantes de temps des impédances de diffusion des 3 AME à 30 A
(a) Diagramme de Nyquist (b) Spectre de constantes de temps
Figure 3.27. Résultats de l’identification - Diagramme de Nyquist et spectres de cons- tantes de temps des impédances de diffusion des 3 AME à 50 A
Pour I= 30 A, les impédances de diffusion des 3 AME sont très différentes et lais- sent entrevoir la possibilité d’une forte sensibilité au changement de membrane. L’AME 3 semble particulièrement se distinguer des 2 autres. Cette membrane est de
distinction devient impossible. Si l’on regarde les spectres de constantes de temps, l’AME 1 se distingue, quel que soit le courant de polarisation, par des constantes de temps plus lentes que les AME 2 et 3. L’AME 2 est quant à elle celle qui semble pos- séder les constantes de temps les plus rapides.
La complexité de l’interprétation des spectres de diffusion vient de la non-linéa- rité des pertes de diffusion qui engendre de grandes variations des dérivées (Rdiff_QS et donc Rdiff_BF). De plus, et contrairement aux phénomènes d’activation, nous pen- sons que les phénomènes de diffusion sont beaucoup plus susceptibles aux condi- tions de fonctionnement de la monocellule. On pense principalement à son état hy- drique, dont dépendent fortement les caractéristiques de la diffusion. Celui-ci est dif- ficilement maîtrisable et peut induire des conditions différentes lors de la caractéri- sation de la pile.
Même s’il n’est pas aisé de corréler le comportement des phénomènes de diffu- sion à l’épaisseur de la membrane, on sait que plus la membrane est fine, plus il y aura des échanges d’eau entre les deux électrodes. Ici, nous travaillons à canaux et GDL identiques et il apparait assez nettement un comportement différent de l’AME ayant la membrane la plus fine. Il est remarquable que notre approche montre une telle sensibilité allant dans le sens attendu.
Notons également que la dérivation par rapport au courant du terme lié aux pertes par diffusion, contrairement aux phénomènes d’activation, n’engendre pas de perte de sensibilité par rapport aux paramètres de la courbe de polarisation comme résumé dans le Tableau 3.4.
Tableau 3.4. Résumé des formules des dérivées des phénomènes d’activation et de diffu- sion par rapport au courant et hypothèses prises
Ract_QS n
I
I
F
n
T
R
.
1
.
.
.
I0 disparait constant In négligeable devant I Rdiff_QSI
I
F
n
T
R
lim1
.
.
.
.
dépendance de β et de Ilim Spectres de l’impédance résiduelle
Les résultats obtenus en termes d'impédances pour les diagrammes de Nyquist et pour les spectres de constantes de temps du résidu pour les 3 AME sont montrés
sur la Figure 3.28 pour I= 30 A. Nous rappelons que les spectres de l’impédance rési- duelle, contrairement aux spectres d’activation et de diffusion, ne sont pas contraints par des lois physiques.
(a) Diagramme de Nyquist (b) Spectre de constantes de temps
Figure 3.28. Résultats de l’identification - Diagrammes de Nyquist et spectres de cons- tantes de temps de l’impédance résiduelle des 3 AME à 30 A
Cette impédance résiduelle, rajoutée pour permettre une cohérence entre courbes de polarisation et spectroscopies, semble comporter des informations intéressantes. Comme nous pouvons le constater, elle représente une contribution non négligeable dans l’impédance totale. De plus, cette impédance n’agit pas que sur les basses fré- quences, mais contribue à l’impédance totale sur toute la gamme de fréquences. D’après les résultats obtenus, cette impédance apparaît comme très différente entre les AME 1, 2 et 3. Les AME 1 et 3 ont des caractéristiques théoriquement proches à l’exception de leur épaisseur de membrane. Leurs impédances résiduelles se rappro- chent. La variation de cette impédance résiduelle est-elle liée à la quantité de platine ou à des phénomènes exogènes ? Nous proposerons dans le Chapitre 4 une tentative d’analyse des phénomènes impliqués dans cette impédance.
Conclusions sur l’analyse des spectres
Les résultats obtenus pour cette campagne montrent que l’exploitation des SIE pour la caractérisation des différentes monocellules présente une complexité plus importante que l’exploitation des courbes de polarisation. Il semble difficile à travers les résultats présentés de faire clairement apparaitre le lien avec les changements de propriétés des AME. L’impédance d’activation, quasi identique pour les 3 AME, semble insensible aux changements de propriétés de l’AME. Nous avons vu que ceci ne semble pas incohérent par rapport à la disparition de I0 dans l’opération de déri- vation des pertes par activation. Les impédances de diffusion sont quant à elles très différentes pour les 3 AME, mais il est difficile de relier ces différences uniquement
stratégie de modélisation, semble comporter des informations discriminantes mais à ce stade, difficile également de relier ces informations aux propriétés des monocel- lules. Malgré tout, il semble que les différences obtenues sur les impédances de dif- fusion soient à relier au rôle de la membrane dans les échanges hydriques (l’AME 3 se démarque ainsi des deux autres) et que les différences obtenues sur les impé- dances résiduelles soient à relier à la quantité de platine (l’AME 2 se distingue ainsi des deux autres).