jeanflop/post_ocr_correction2 huggingface dataset:
les milieux NaCl et MgCl2 [Enp vaut respectivement pour NaCl et MgCl2 48 et 85 mV/ECS] favorisent aussi la piqûration en mode PC, alors que le milieu BaCl2 aurait tendance à favoriser plutôt la corrosion en mode GC [Enp = 44 mV/ECS] (tableau II). Ce qui confirme donc la stabilité des résultats obtenus pour l’acier inoxydable 316 L. En conclusion, cette étude a permis de mettre en évidence, selon les cas, une conjugaison d’effets ou encore une opposition d’effets des cations en solution dans les phénomènes de corrosion de l’acier inoxydable austénitique 316 L. Il serait intéressant de généraliser cette étude aux autres combinaisons ternaires et quaternaires des cations et aux autres éléments présents dans l’eau de mer et les eaux de production de forage, pour comprendre l’action des anions (acétates, sulfates, etc.) et espèces en faibles teneurs. Note remise le 8 décembre 1992, acceptée le 23 décembre 1992. RÉFÉRENCES BIBLIOGRAPHIQUES [1] S. AHMED ZAID, F. ROPITAL, J.-Ch. DORE et K. Vu QUANG, Matériaux et Techniques. n°9-10, 1991, p. 33-38. [2] J.-P. BENZECRI, L’analyse de données (I), L’analyse de correspondances, Dunod, Paris, 1983. [3] J.-Ch. DORE, J. GILBERT, E. BIGNON, A. C. DE PAULET, T. OJASOO, M. PONS, J. P. RAYNAUD et J.-F. MIQUEL, J. Med. Chem., 35, 1992, p. 573-583. [4] S. FATY, M. DA CUNHA BELO et J.-Ch. DORE, C. R. Acad. Sci. Paris, 294, série II, 1983, p. 1055-1060. [5] J. DE LAGARDE, Initiation à l’analyse des données, Dunod, Paris, 1983. [6] Q. LE XUAN, J. KRAIEM et K. Vu QUANG, Corrosion Sci. (article soumis). [7] J. KRAIEM, Q. LE XUAN et K. Vu QUANG, C. R. Acad. Sci. Paris, 313, série II, 1991, p. 1241-1246. [8] J. KRAIEM, Q. LE XUAN et K. Vu QUANG, Corrosion Sci., 33, n° 6, 1992, p. 997-999. [9] J. KRAIEM, Thèse de Doctorat, Université Paris-VI, janvier 1991, p. 82-89. [10] J.-F. MIQUEL, C. PLANCHON, M. BARTHELEMY, R. LABIA et J.-Ch. DORE, C. R. Acad. Sci. Paris, 296, série II, 1983, p. 953. [11] R. C. PRIM, Shortest Connection Networks and Some Generalizations, Bell Syst. Technol. J., 36, 1957, p. 1389-1401.
RAYNAUD et J.-F. MIQUEL, J. Med. Chem., 35, 1992, p. 573-583. [4] S. FATY, M. DA CUNHA BELO et J.-Ch. DORE, C. R. Acad. Sci. Paris, 294, série II, 1983, p. 1055-1060. [5] J. DE LAGARDE, Initiation à l’analyse des données, Dunod, Paris, 1983. [6] Q. LE XUAN, J. KRAIEM et K. Vu QUANG, Corrosion Sci. (article soumis). [7] J. KRAIEM, Q. LE XUAN et K. Vu QUANG, C. R. Acad. Sci. Paris, 313, série II, 1991, p. 1241-1246. [8] J. KRAIEM, Q. LE XUAN et K. Vu QUANG, Corrosion Sci., 33, n° 6, 1992, p. 997-999. [9] J. KRAIEM, Thèse de Doctorat, Université Paris-VI, janvier 1991, p. 82-89. [10] J.-F. MIQUEL, C. PLANCHON, M. BARTHELEMY, R. LABIA et J.-Ch. DORE, C. R. Acad. Sci. Paris, 296, série II, 1983, p. 953. [11] R. C. PRIM, Shortest Connection Networks and Some Generalizations, Bell Syst. Technol. J., 36, 1957, p. 1389-1401. J. K. et K. V. Q. CECM-CNRS, 15, rue Georges-Urbain, 94407 Vitry-sur-Seine, France: J.-C. D. : CNRS-URA n° 401, Muséum National d’Histoire Naturelle, 63, rue de Buffon, 75005 Paris, France. On montre, par exemple, du néodyme que des conditions numériques peuvent se rencontrer entre les éléments de matrice du champ cristallin qui conduisent à des courbes qui représentent l'évolution de la susceptibilité avec la température dont l'allure est très différente du comportement Curie-Weiss idéal, y compris l'apparition d'un maximum prononcé à des températures plutôt hautes (50 K). On the possible existence of a paramagnetic susceptibility maximum for neodymium compounds Abstract It is well known that the famous Curie-Weiss "law" for paramagnetic materials has no correct justification as Van Vleck has shown in 1973. The paramagnetic susceptibility variation with temperature can be derived from the knowledge of the crystal field matrix energies and wave vectors for a fN or dN ion. It is shown on the example of neodymium that numerical conditions can be met among the parameters involved in the matrix elements which yield curves representing the evolution of the susceptibility versus temperature very different from the ideal "Curie-Weiss" behaviour, including an obvious maximum at rather high temperature (50 K).
cristallin qui conduisent à des courbes qui représentent l'évolution de la susceptibilité avec la température dont l'allure est très différente du comportement Curie-Weiss idéal, y compris l'apparition d'un maximum prononcé à des températures plutôt hautes (50 K). On the possible existence of a paramagnetic susceptibility maximum for neodymium compounds Abstract It is well known that the famous Curie-Weiss "law" for paramagnetic materials has no correct justification as Van Vleck has shown in 1973. The paramagnetic susceptibility variation with temperature can be derived from the knowledge of the crystal field matrix energies and wave vectors for a fN or dN ion. It is shown on the example of neodymium that numerical conditions can be met among the parameters involved in the matrix elements which yield curves representing the evolution of the susceptibility versus temperature very different from the ideal "Curie-Weiss" behaviour, including an obvious maximum at rather high temperature (50 K). Historiquement, la susceptibilité X d'une substance paramagnétique a d'abord été donnée par la « loi » de Curie en 1895. X est inversement proportionnelle à la température absolue : x = C/T (C étant la constante de Curie). En 1907, Weiss a modifié cette « loi » en introduisant la température de Curie θ : Van Vleck a souligné dans un article de 1973 [1] que cette formule était exploitée abusivement (« overworked ») par beaucoup de chercheurs dans la mesure où elle n'a pas de justification théorique, bien qu'elle semble très souvent rendre compte de façon satisfaisante des résultats expérimentaux. Le fait, encore aujourd'hui, reste peu connu, et beaucoup d'articles sont publiés dans lesquels l'interprétation repose ingénument sur l'application de la « loi » de Curie-Weiss, bien que cette dernière ait été replacée dans le contexte de l'histoire des études sur le paramagnétisme par l'article cité [1] de Van Vleck. Le paramagnétisme ne peut être aujourd'hui compris pour les ions de transition fN et dN que dans le cadre de la solution générale du problème du champ cristallin, car c'est une propriété physique qui dépend à la fois des fonctions propres et des énergies propres de la matrice de
température de Curie θ : Van Vleck a souligné dans un article de 1973 [1] que cette formule était exploitée abusivement (« overworked ») par beaucoup de chercheurs dans la mesure où elle n'a pas de justification théorique, bien qu'elle semble très souvent rendre compte de façon satisfaisante des résultats expérimentaux. Le fait, encore aujourd'hui, reste peu connu, et beaucoup d'articles sont publiés dans lesquels l'interprétation repose ingénument sur l'application de la « loi » de Curie-Weiss, bien que cette dernière ait été replacée dans le contexte de l'histoire des études sur le paramagnétisme par l'article cité [1] de Van Vleck. Le paramagnétisme ne peut être aujourd'hui compris pour les ions de transition fN et dN que dans le cadre de la solution générale du problème du champ cristallin, car c'est une propriété physique qui dépend à la fois des fonctions propres et des énergies propres de la matrice de l'hamiltonien du champ cristallin, l'opérateur étant appliqué sur la base de la totalité des états |SLJMj) des configurations électroniques des atomes fN et dN. Après un calcul effectué avec des matrices de grandes dimensions (364 x 364 pour le néodyme 4f3, 3006x3006 pour l'europium 4f6), on peut exprimer numériquement l'influence de l'environnement cristallin sur l'ion de transition isolé. On peut introduire l'opérateur magnétique L + 2 S dans ces matrices et obtenir la susceptibilité paramagnétique en dérivant l'aimantation par rapport au champ, en tenant compte de la population de Boltzmann des niveaux d'énergie. Cependant pratiquement Note présentée par Paul CARO. 0764-4450/93/03160595$2.00 té) Académie des Sciences ne contribuent à la susceptibilité paramagnétique que les niveaux d'énergie les plus inférieurs, donc les plus peuplés. Pour calculer la susceptibilité on peut, pour simplifier et pour économiser du temps de calcul, se contenter de programmer la formule de Van Vleck [2] en l'appliquant aux vecteurs propres obtenus pour les premiers états d'une configuration avec un hamiltonien opérant sur une base complète. Le résultat est très proche de celui que l'on obtient par un calcul direct. Pour le néodyme Nd3+ dont la configuration 4f3 comporte 182 doublets de Kramers, nous faisons le calcul sur les
de l'environnement cristallin sur l'ion de transition isolé. On peut introduire l'opérateur magnétique L + 2 S dans ces matrices et obtenir la susceptibilité paramagnétique en dérivant l'aimantation par rapport au champ, en tenant compte de la population de Boltzmann des niveaux d'énergie. Cependant pratiquement Note présentée par Paul CARO. 0764-4450/93/03160595$2.00 té) Académie des Sciences ne contribuent à la susceptibilité paramagnétique que les niveaux d'énergie les plus inférieurs, donc les plus peuplés. Pour calculer la susceptibilité on peut, pour simplifier et pour économiser du temps de calcul, se contenter de programmer la formule de Van Vleck [2] en l'appliquant aux vecteurs propres obtenus pour les premiers états d'une configuration avec un hamiltonien opérant sur une base complète. Le résultat est très proche de celui que l'on obtient par un calcul direct. Pour le néodyme Nd3+ dont la configuration 4f3 comporte 182 doublets de Kramers, nous faisons le calcul sur les 18 niveaux d'énergie inférieurs soit jusqu'à 10000 cm-1 environ. La formule de Van Vleck fait intervenir les éléments de matrice diagonaux et non diagonaux de l'opérateur L + 2 S calculés pour l'ensemble des kets composant les fonctions d'onde des niveaux peuplés et par conséquent elle exprime aussi la susceptibilité indépendante de la température. Les susceptibilités calculées sont en excellent accord avec les résultats expérimentaux à condition de bien connaître par des études optiques les paramètres du champ cristallin qui interviennent dans la matrice de l'hamiltonien (réf. [3], [4], [5] par exemple pour les composés du néodyme). Les courbes représentent l'inverse de la susceptibilité en fonction de la température : susceptibilité moyenne xm (pour une poudre), parallèle XII ou perpendiculaire Xx à l'axe de symétrie lorsque le cristal a une symétrie axiale, Xx, Xy, Xz pour un cristal quelconque. En général ces courbes 1/lx = f(T) sont croissantes de façon monotone et les parties proprement linéaires (du type Curie-Weiss) ne s'observent que pour des températures comprises entre 200 et 300 K environ. On observe parfois expérimentalement des allures très différentes comme une valeur constante à basse température (paramagnétisme indépendant de la température). Ceci se retrouve aisément dans les simulations [6]
indépendante de la température. Les susceptibilités calculées sont en excellent accord avec les résultats expérimentaux à condition de bien connaître par des études optiques les paramètres du champ cristallin qui interviennent dans la matrice de l'hamiltonien (réf. [3], [4], [5] par exemple pour les composés du néodyme). Les courbes représentent l'inverse de la susceptibilité en fonction de la température : susceptibilité moyenne xm (pour une poudre), parallèle XII ou perpendiculaire Xx à l'axe de symétrie lorsque le cristal a une symétrie axiale, Xx, Xy, Xz pour un cristal quelconque. En général ces courbes 1/lx = f(T) sont croissantes de façon monotone et les parties proprement linéaires (du type Curie-Weiss) ne s'observent que pour des températures comprises entre 200 et 300 K environ. On observe parfois expérimentalement des allures très différentes comme une valeur constante à basse température (paramagnétisme indépendant de la température). Ceci se retrouve aisément dans les simulations [6] : par exemple pour la susceptibilité perpendiculaire de l'oxysulfure de néodyme Nd2O2S [7] et plus généralement pour le cas de l'europium Eu3+ [8]. Mais, les simulations suggèrent aussi qu'il est possible d'observer des allures plus complexes, qui à notre connaissance n'ont pas été souvent signalées sur le plan expérimental, bien que l'on puisse se demander si des cas d'évolution purement paramagnétique n'ont pas été pris pour le signe d'interactions, notamment antiferromagnétiques entre ions lanthanides : la susceptibilité passe par un maximum et un minimum. Nous avons obtenu cette anomalie lors du calcul de la susceptibilité parallèle de l'aluminate de néodyme NdAlO3 à partir des paramètres de champ cristallin de Finkman et al. [9]. La courbe llxll passe par un maximum très prononcé vers 40 K (fig. 1). Nous avons constaté que le niveau fondamental contenait un très fort pourcentage de 419½, 1½ et que le premier niveau excité se trouvait à 127 cm-1 au-dessus, donc relativement éloigné; nous avons alors fait la simulation suivante : — nous considérons uniquement le niveau 419½ avec les mêmes vecteurs propres, — nous faisons varier la position du premier niveau excité (notée x) et nous fixons par des moyens numériques les trois autres niveaux
que l'on puisse se demander si des cas d'évolution purement paramagnétique n'ont pas été pris pour le signe d'interactions, notamment antiferromagnétiques entre ions lanthanides : la susceptibilité passe par un maximum et un minimum. Nous avons obtenu cette anomalie lors du calcul de la susceptibilité parallèle de l'aluminate de néodyme NdAlO3 à partir des paramètres de champ cristallin de Finkman et al. [9]. La courbe llxll passe par un maximum très prononcé vers 40 K (fig. 1). Nous avons constaté que le niveau fondamental contenait un très fort pourcentage de 419½, 1½ et que le premier niveau excité se trouvait à 127 cm-1 au-dessus, donc relativement éloigné; nous avons alors fait la simulation suivante : — nous considérons uniquement le niveau 419½ avec les mêmes vecteurs propres, — nous faisons varier la position du premier niveau excité (notée x) et nous fixons par des moyens numériques les trois autres niveaux de telle sorte qu'ils ne soient pas du tout peuplés; donc nous avons un système à deux niveaux seulement caractérisés par leur écart énergétique et la valeur des Mj associés. Il s'agit d'un cas très particulier qui ne peut se rencontrer que pour des valeurs exceptionnelles (élevées) de certains paramètres du champ cristallin, une situation qui pour 419½ isole deux niveaux (donc une situation cristallographique qui suggère une symétrie approchée élevée). Ceci nous permet d'étudier l'influence de l'écart entre le niveau fondamental et le premier niveau excité. Nous constatons sur la figure 2 que la valeur de ce maximum augmente avec x et se produit pour des températures croissantes, mais il existe cependant dès la première valeur x= 10 cm-1. Nous avons également essayé de faire varier les paramètres de champ cristallin en nous limitant aux symétries C2g, et C2v; 1/XII ne passe par un maximum que si les paramètres de champ cristallin B6 et B4 (ou B4) ont une valeur élevée (pour NdA103, on a Bp = 1212 cm-1). Les cristaux de NdA103 étant maclés, il est impossible de mesurer l'anisotropie paramagnétique. Les conditions dans lesquelles de telles allures de courbes pourraient être observées peuvent se déduire d'une approximation
du champ cristallin, une situation qui pour 419½ isole deux niveaux (donc une situation cristallographique qui suggère une symétrie approchée élevée). Ceci nous permet d'étudier l'influence de l'écart entre le niveau fondamental et le premier niveau excité. Nous constatons sur la figure 2 que la valeur de ce maximum augmente avec x et se produit pour des températures croissantes, mais il existe cependant dès la première valeur x= 10 cm-1. Nous avons également essayé de faire varier les paramètres de champ cristallin en nous limitant aux symétries C2g, et C2v; 1/XII ne passe par un maximum que si les paramètres de champ cristallin B6 et B4 (ou B4) ont une valeur élevée (pour NdA103, on a Bp = 1212 cm-1). Les cristaux de NdA103 étant maclés, il est impossible de mesurer l'anisotropie paramagnétique. Les conditions dans lesquelles de telles allures de courbes pourraient être observées peuvent se déduire d'une approximation simplifiée de la composition des fonctions d'onde associées aux niveaux d'énergie. Il est en effet impossible de démêler les conditions dans la matrice de l'opérateur L + 2 S entre les 18 niveaux d'énergie considérés. On trouvera le détail du calcul approché dans la référence [6] (p. 190-195). Une courbe à maximum et minimum est obtenue (fig. 2) si le premier niveau excité est situé loin du fondamental en énergie, et si la fonction d'onde du niveau fondamental contient beaucoup de kets avec Ml = 1/2, le premier niveau excité ayant par contre beaucoup de kets avec Ml > 1/2, l'effet maximum étant associé à des Mj principalement 9/2. L'alliage NdRu2Si2 de structure quadratique présente une très grande anisotropie selon les directions cristallines dans le domaine paramagnétique. La susceptibilité selon axe a présente en dessous de 100 K une bosse d'une allure très voisine de celle qui est simulée ici et pour des valeurs absolues qui sont comparables. Comme le suggèrent les auteurs l'écart considérable avec la « loi de Curie » est le signe d'une influence très marquée du champ cristallin. De l'existence de la « bosse », par comparaison avec les résultats de simulation présentés dans cette Note,
à maximum et minimum est obtenue (fig. 2) si le premier niveau excité est situé loin du fondamental en énergie, et si la fonction d'onde du niveau fondamental contient beaucoup de kets avec Ml = 1/2, le premier niveau excité ayant par contre beaucoup de kets avec Ml > 1/2, l'effet maximum étant associé à des Mj principalement 9/2. L'alliage NdRu2Si2 de structure quadratique présente une très grande anisotropie selon les directions cristallines dans le domaine paramagnétique. La susceptibilité selon axe a présente en dessous de 100 K une bosse d'une allure très voisine de celle qui est simulée ici et pour des valeurs absolues qui sont comparables. Comme le suggèrent les auteurs l'écart considérable avec la « loi de Curie » est le signe d'une influence très marquée du champ cristallin. De l'existence de la « bosse », par comparaison avec les résultats de simulation présentés dans cette Note, on peut supposer en effet que les paramètres de champ cristallin de rang 4 sont élevés pour le néodyme dans cet alliage, une situation commune dans de nombreux composés isolants, par exemple les oxydes. Toutefois c'est la combinaison particulière des valeurs numériques associées aux paramètres de champ cristallin qui décide de la valeur absolue de l'anisotropie cristalline de la susceptibilité paramagnétique. Les valeurs de ces paramètres sont difficiles à déterminer pour les métaux. Mulak [10] a signalé que la susceptibilité paramagnétique des composés d'uranium pouvait passer par un maximum, en particulier dans le cas d'un niveau de base non Fig. 2. Simulations de 1/XII pour NdA103. (1) Calcul avec les vecteurs propres obtenus avec les paramètres de Finkman [9] pour le niveau 419½ seul (énergies calculées : 0, 127, 148, 566, 588 cm-1). Autres courbes: mêmes vecteurs propres, énergies : 0, x, les trois autres valeurs très élevées (> 30 000 cm-1) pour éliminer totalement leur influence (x indiqué sur chaque courbe). Fig. 2. — Simulations of 1/XII for NdA103. (1) Computation with wave vectors obtained through Finkman's parameters [9] for the 419½ level alone (computed energies: 0, 127, 148, 566, 588 cm-1). Other curves: same wave vectors, energies 0,
de la valeur absolue de l'anisotropie cristalline de la susceptibilité paramagnétique. Les valeurs de ces paramètres sont difficiles à déterminer pour les métaux. Mulak [10] a signalé que la susceptibilité paramagnétique des composés d'uranium pouvait passer par un maximum, en particulier dans le cas d'un niveau de base non Fig. 2. Simulations de 1/XII pour NdA103. (1) Calcul avec les vecteurs propres obtenus avec les paramètres de Finkman [9] pour le niveau 419½ seul (énergies calculées : 0, 127, 148, 566, 588 cm-1). Autres courbes: mêmes vecteurs propres, énergies : 0, x, les trois autres valeurs très élevées (> 30 000 cm-1) pour éliminer totalement leur influence (x indiqué sur chaque courbe). Fig. 2. — Simulations of 1/XII for NdA103. (1) Computation with wave vectors obtained through Finkman's parameters [9] for the 419½ level alone (computed energies: 0, 127, 148, 566, 588 cm-1). Other curves: same wave vectors, energies 0, x, the three other energies very large (> 30,000 cm-1) to totally wipe out their influence. The value of x is indicated on each curve. magnétique; dans notre cas cela se produit pour un niveau de base 11/2, donc pour la valeur minimum de l'opérateur magnétique. En conclusion, il est donc assez difficile de préciser les critères exacts pour que la susceptibilité passe par un maximum, mais néanmoins les deux conditions indiquées plus haut paraissent les plus simples. D'autre part, les exceptions à la croissance monotone de l'inverse de la susceptibilité en fonction de la température sont très bien reproduites par l'application de la théorie du champ cristallin. Note remise le 4 août 1992, acceptée après révision le 20 janvier 1993. RÉFÉRENCES BIBLIOGRAPHIQUES [1] J. H. VAN VLECK, Physica, 69, 1973, p. 177-192. [2] J. H. VAN VLECK, The theory of electronic and magnetic susceptibilities, Oxford University Press, 1932. [3] P. CARO, J. DEROUET, L. BEAURY et E. SOULIE, J. Chem. Phys., 70, 1979, p. 2542-2549. [4] P. CARO, J. DEROUET, L. BEAURY et G. TESTE DE SAGEY, J. P. CHAMINADE, J. ARIDE et M. POUCHARD, J. Chem. Phys., 74, 1981, p. 2698-2704. [5] P. CARO, L. BEAURY, G. TESTE
donc assez difficile de préciser les critères exacts pour que la susceptibilité passe par un maximum, mais néanmoins les deux conditions indiquées plus haut paraissent les plus simples. D'autre part, les exceptions à la croissance monotone de l'inverse de la susceptibilité en fonction de la température sont très bien reproduites par l'application de la théorie du champ cristallin. Note remise le 4 août 1992, acceptée après révision le 20 janvier 1993. RÉFÉRENCES BIBLIOGRAPHIQUES [1] J. H. VAN VLECK, Physica, 69, 1973, p. 177-192. [2] J. H. VAN VLECK, The theory of electronic and magnetic susceptibilities, Oxford University Press, 1932. [3] P. CARO, J. DEROUET, L. BEAURY et E. SOULIE, J. Chem. Phys., 70, 1979, p. 2542-2549. [4] P. CARO, J. DEROUET, L. BEAURY et G. TESTE DE SAGEY, J. P. CHAMINADE, J. ARIDE et M. POUCHARD, J. Chem. Phys., 74, 1981, p. 2698-2704. [5] P. CARO, L. BEAURY, G. TESTE DE SAGEY, J. P. CHAMINADE, J. ARIDE et M. POUCHARD, C. R. Acad. Sci. Paris, 294, série II, 1982, p. 313-318. [6] L. BEAURY, Thèse, Orsay, 1988, Réf. 88/PA 11/2224. [7] L. BEAURY et P. CARO, J. Phys. France, 51, 1990, p. 471-482. [8] P. CARO et P. PORCHER, J. of Magn. and Magn. Mat., 58, 1986, p. 61-66. [9] E. FINKMAN, E. COHEN et L. G. VAN UITERT, Phys. Rev., B7, 1973, p. 2899-2909. J. MULAK, Bull. Acad. Sci. Polonaise, Sc. Ch., XX, n° 9, 1972, p. 883-889. T. SHIGEOKA, M. SAEKI, N. IWATA, T. TAKABATAKE et H. FUJII, J. Magn. Magn. Mat., 90-91, 1990, p. 557-558. CNRS-UPR n 210, 1, place A.-Briand, 92195 Meudon Cedex, France. Métallurgie/Metallurgy Équilibre des phases dans le coin riche en zinc du système ternaire fer-zinc-manganèse à 450°C Guy REUMONT, Guillaume DUPONT et Pierre PERROT Résumé Les composés intermétalliques FeZn9 et FeZn13 sont stables à 450°C, tandis que les composés isotypes MnZn9 et MnZn13 ne sont stables qu'au-dessous de 430°C. À 450°C, température moyenne des bains de galvanisation, Mn peut remplacer 91% du fer dans FeZn9 et 75% du fer dans FeZn13. Un diagramme Fe-Zn-Mn à 450°C est proposé dans le domaine xZn >