Drugi zakon termodinamike. Nezmožnost ustvarjanja strojev za večno gibanje

Drugi zakon termodinamike– toplota ne more spontano prehajati z manj segretega telesa na bolj segreto telo. Toplota se nanaša na notranjo energijo telesa.

Razmislite o sistemu, ki lahko vzpostavi stik z dvema toplotnima rezervoarjema. Temperature rezervoarja (grelec) in (hladilnik).. V začetnem stanju (točka 1) je temperatura sistema . Spravimo ga v toplotni stik z grelcem in s kvazistatičnim zmanjšanjem tlaka povečamo prostornino.

Sistem je prešel v stanje z enako temperaturo, vendar z večjo prostornino in nižjim tlakom (položaj 2). Hkrati je sistem opravljal delo, grelec pa mu je oddal določeno količino toplote. Nato odstranimo grelec in kvazistatično adiabatno prevedemo sistem v stanje s temperaturo (točka 3). V tem primeru bo sistem opravil delo. Nato spravimo sistem v stik s hladilnikom in statično zmanjšamo prostornino sistema. Količino toplote, ki jo bo sistem sprostil, bo absorbiral hladilnik - njegova temperatura bo ostala enaka na sistemu (ali je sistem opravil negativno delo). Stanje sistema (točka 4) je izbrano tako, da je mogoče sistem adiabatsko vrniti v prvotno stanje (točka 1). V tem primeru bo sistem opravil negativno delo. sistem vrnil v prvotno stanje, potem je notranja energija po ciklu ostala enaka, vendar je sistem opravil delo. Iz tega sledi, da sta spremembe energije med delom kompenzirala grelec in hladilnik. Pomeni , je količina toplote, ki je bila uporabljena za opravljanje dela. Učinkovitost (učinkovitost) se določi po formuli:

Iz tega sledi, da.

Carnotov izrek navaja, da Koeficient izkoristka toplotnega stroja, ki deluje po Carnotovem ciklu, je odvisen le od temperatur grelnika in hladilnika, ni pa odvisen od konstrukcije stroja, pa tudi od vrste delovne snovi.

Drugi Carnotov izrek se glasi: koeficient izkoristka katerega koli toplotnega stroja ne more preseči izkoristka idealnega stroja, ki deluje po Carnotovem ciklu z enakima temperaturama grelnika in hladilnika.

Clausiusova neenakost:

Kaže, da je količina toplote, ki jo je sistem prejel med krožnim procesom, povezana z absolutno temperaturo, pri kateri se je proces zgodil, nepozitivna količina. Če je proces kvazistatičen, se neenakost spremeni v enakost:

To pomeni, da je zmanjšana količina toplote, ki jo prejme sistem med katerim koli kvazistatičnim krožnim procesom, enaka nič .

– elementarna zmanjšana količina prejete toplote v neskončnosti

majhen proces.

– elementarno zmanjšana količina prejete toplote v finalu

postopek.

Entropija sistema Obstaja funkcija njegovega stanja, definirana do poljubne konstante.

Entropijska razlika v dveh ravnotežnih stanjih in po definiciji je enaka zmanjšani količini toplote, ki jo je treba prinesti sistemu, da se prenaša iz stanja v stanje vzdolž katere koli kvazistatične poti.

Entropija je izražena s funkcijo:

Predpostavimo, da sistem prehaja iz ravnotežnega stanja v ravnotežno stanje po poti , pri čemer je prehod ireverzibilen (osenčena črta). Kvazistatični sistem je mogoče vrniti v prvotno stanje po drugi poti. Na podlagi Clausiusove neenakosti lahko zapišemo:

2.3.1. Reverzibilni in krožni procesi

Reverzibilen proces je proces, ki se lahko izvaja v nasprotni smeri na način, da bo sistem prešel skozi ista termodinamična stanja kot v procesu naprej, vendar v obratnem vrstnem redu. Samo ravnotežni proces je lahko reverzibilen.

Reverzibilni proces ima naslednjo lastnost: če sistem med hodom naprej v nekem elementarnem odseku prejme toploto dQ in opravi delo dA, potem med povratnim hodom v istem odseku sistem odda toploto dQ" = dQ in nad njo delo je opravljeno dA" = dA. Iz tega razloga, potem ko se reverzibilni proces pojavi v eni in nato v nasprotni smeri in se sistem vrne v prvotno stanje, ne bi smelo priti do sprememb v telesih, ki obdajajo sistem.

Krožni proces (cikel) je proces, v katerem se sistem po nizu sprememb vrne v prvotno stanje. Na grafu je cikel prikazan kot zaprta krivulja (slika 2.3.1).

riž. 2.3.1. Krožni termodinamični proces

Delo, opravljeno v krožnem procesu, je številčno enako površini, ki jo pokriva krivulja. Dejansko je delo v razdelku 1-2 pozitivno in je številčno enako površini, označeni s šrafuro, nagnjeno v desno. Delo v območju 2-1 je negativ in je številčno enako območju, označenemu s šrafuro nagnjeno v levo. Zato je delo na cikel številčno enako površini, ki jo pokriva krivulja.

Po končanem ciklu se sistem vrne v prvotno stanje.

2.3.2. Faktor učinkovitosti
delovanje toplotnega stroja

Vsak motor je sistem, ki vedno znova izvaja nek krožni proces (cikel). Recimo, da se med ciklom delovna snov (na primer plin) najprej razširi na prostornino V 2 in se nato ponovno skrči na prvotno prostornino V 1 (slika 2.3.2).

riž. 2.3.2. Za izračun izkoristka toplotnega stroja

Da bi bilo delo na cikel večje od nič, mora biti tlak (in s tem temperatura) med procesom raztezanja večji kot med stiskanjem. Za to je treba delovni snovi med ekspanzijo dodati toploto, med stiskanjem pa ji jo odvzeti.

Zapišimo prvi zakon termodinamike za oba dela cikla. Pri raztezanju se notranja energija spremeni iz vrednosti U 1 na U 2, sistem pa prejme toploto Q 1 in opravi delo A 1. Zato teče:

Med stiskanjem sistem opravi delo A 2 in odda toploto Q 2, kar je enakovredno prejemu toplote Q 2. torej

Če dodamo enačbi (2.3.1) in (2.3.2), dobimo:

Ker je A 1 + A 2 skupno delo A, ki ga opravi sistem na cikel, lahko zapišemo:

Periodično delujoč motor, ki opravlja delo z uporabo toplote, prejete od zunaj, se imenuje toplotni motor.

Prvi zakon termodinamike je včasih formuliran takole: periodično delujoč večni gibalni stroj (perpetuum mobile) prve vrste, ki opravlja delo v večjih količinah, kot prejema energije od zunaj, nemogoče.

Kot izhaja iz (2.3.4), se vsa toplota Q 1, prejeta od zunaj, ne porabi za proizvodnjo koristnega dela. Da bi motor deloval v ciklih, se mora del toplote Q 2 vrniti v zunanje okolje in se zato ne uporablja za predvideni namen. Očitno je, da bolj ko toplotni stroj pretvori toploto Q 1 od zunaj v koristno delo A, bolj dobičkonosen je ta stroj. Zato je toplotni motor običajno označen s svojim koeficientom učinkovitosti (izkoristkom), ki je opredeljen kot razmerje med opravljenim delom na cikel in količino toplote, prejete na cikel Q 1:

Iz definicije učinkovitosti izhaja, da ne more biti večja od ena.

2.3.3. Drugi zakon termodinamike

Drugi zakon termodinamike je tako kot prvi mogoče formulirati na več načinov. V svoji najbolj očitni formulaciji drugi zakon pravi, da:

Spontani prenos toplote z manj segretega telesa na bolj segreto telo je nemogoč. Natančneje, nemogoči so takšni procesi, katerih edini končni rezultat bi bil prenos toplote z manj segretega telesa na bolj segreto telo.

Druga formulacija: nemogoči so takšni procesi, katerih edini končni rezultat bi bil odvzem določene količine toplote določenemu telesu in popolna pretvorba te toplote v delo.

Delo se lahko v celoti pretvori v toploto, na primer s trenjem, obratno ne velja.

2.3.4. Carnotov cikel

Predpostavimo, da lahko vsako telo vstopi v toplotno izmenjavo z dvema hranilnikoma toplote s temperaturama T 1 in T 2 in neskončno veliko toplotno kapaciteto. To pomeni, da sprejem ali sprostitev končne količine toplote v teh rezervoarjih ne spremeni njihove temperature. Ugotovimo, kakšen reverzibilni cikel lahko izvaja telo v takih pogojih.

Obravnavani cikel je lahko sestavljen iz obeh procesov, med katerimi telo izmenjuje toploto z rezervoarji, in procesov, ki jih ne spremlja izmenjava toplote z okoljem, tj. ki potekajo adiabatsko.

Proces, ki ga spremlja izmenjava toplote z rezervoarji, je lahko reverzibilen le, če je med tem procesom telesna temperatura enaka temperaturi ustreznega rezervoarja. To je izotermičen proces, ki poteka pri temperaturi rezervoarja.

Reverzibilni cikel, ki ga izvaja telo (ali sistem), ki vstopa v izmenjavo toplote z dvema toplotnima rezervoarjema neskončno velike kapacitete, bo sestavljen iz dveh izoter (pri temperaturah rezervoarjev) in dveh adiabatov. to - Carnotov cikel.

Razmislimo, kako lahko Carnotov cikel izvajamo s plinom kot delovno snovjo. Postavimo plin v jeklenko, zaprto s tesno prilegajočim se batom. Naj bodo stene in bat izdelani iz materialov, ki ne prevajajo toplote, nasprotno, dno cilindra je izdelano iz materiala z visoko toplotno prevodnostjo. Toplotna kapaciteta valja in bata se šteje za neskončno majhno.

Naj bat najprej zavzame položaj, ki ustreza prostornini V 1 in temperaturi plina T 1 . Postavimo jeklenko na rezervoar s temperaturo T 1 in pustimo, da se plin zelo počasi razširi do volumna V 2 . V tem primeru bo plin prejel toploto Q 1 iz rezervoarja (slika 2.3.3).

riž. 2.3.3. Toplotni motor, ki deluje po Carnotovem ciklu

Nato jeklenko odstranimo iz rezervoarja, dno zapremo s toplotnoizolacijskim pokrovom in pustimo, da se plin adiabatno širi, dokler njegova temperatura ne pade na vrednost T 2. Posledično bo prostornina plina postala enaka V 3. Po odstranitvi toplotnoizolacijskega pokrova postavimo jeklenko na rezervoar s temperaturo T 2 in izotermno stisnemo plin do takšne prostornine V 4, da ob naknadnem adiabatnem stiskanju, ko je temperatura T 1 dosežena, prostornina dobi vrednost V 1 (sicer se cikel ne zapre). Na koncu jeklenko odstranimo iz rezervoarja, dno zapremo s toplotnoizolacijskim pokrovom in ga z adiabatnim stiskanjem plina spravimo v prvotno stanje (temperatura T 1, prostornina V 1).

Če je plin idealen, ima ustrezen cikel na (p-V) diagramu obliko, prikazano na sl. 2.3.4.

riž. 2.3.4. (p-V) Diagram Carnotovega cikla

2.3.5. Učinkovitost Carnotovega cikla za idealni plin

Razmislite o Carnotovem ciklu za idealni plin. Učinkovitost toplotnega stroja je:

kjer je Q 1 toplota, prejeta na cikel od grelnika, Q 2 toplota, oddana hladilniku na cikel.

Pri izotermnem procesu notranja energija idealnega plina ostane konstantna. Zato je količina toplote Q1, ki jo prejme plin, enaka delu A12, ki ga opravi plin med prehodom iz stanja 1 v stanje 2 (slika 2.3.4). To delo je mogoče izračunati na naslednji način:

Z uporabo enačbe Clapeyron-Mendeleev dobimo:

kjer je m masa idealnega plina v toplotnem stroju.

Količina toplote Q 2, oddana hladilniku, je enaka delu A 34, porabljenem za stiskanje plina pri njegovem prehodu iz stanja 3 v stanje 4. To delo je enako:

Da bi bil cikel sklenjen, morata stanji 4 in 1 ležati na istem adiabatu. Od tu lahko z uporabo (2.1.68) dobimo:

Podobno, ker stanji 2 in 3 ležita na istem adiabatu, velja naslednje:

Če (2.3.11) delimo z (2.3.10), dobimo pogoj za zaprtje cikla:

Končno, ob upoštevanju pogoja (2.3.12), za izkoristek toplotnega stroja, ki deluje po Carnotovem ciklu za idealni plin, dobimo:

Posledično se izkaže, da je učinkovitost Carnotovega cikla za idealni plin odvisna le od temperature grelnika in hladilnika.

Tudi pri najboljšem toplotnem stroju, ki deluje po Carnotovem ciklu, je izkoristek vedno bistveno manjši od enote. Če je na primer temperatura grelnika T 1 = 373 K (vrelišče vode) in temperatura hladilnika T 2 = 293 K (sobna temperatura), potem je η = 22 %. In ta učinkovitost je zgornja (in nedosegljiva) meja. V resničnih strojih, na primer na parnih lokomotivah, le redko presega 10%.

2.3.6. Entropija

Bodimo pozorni na spremembe, ki jih je delovna tekočina doživela med krožnim Carnotovim ciklom. Iz začetnega stanja 1 (tlak p 1, temperatura T 1) je delovna tekočina z zaporednimi izotermnimi in adiabatnimi ekspanzijami prešla v stanje 3, ko je prevzela temperaturo hladilnika T 2. Ta sprememba stanja se je zgodila zaradi toplote Q 1, ki jo je grelec oddal delovni tekočini. Povratni prehod delovne tekočine iz stanja 3 v začetno stanje 1 je bil izveden z dvema zaporednima izotermičnimi in adiabatnimi stiskanji telesa. Količina toplote, ki se sprosti pri tej vrnitvi v prvotno stanje, je enaka Q 2 in Q 2< Q 1 . Таким образом, оказывается, что обратимый переход одного и того же тела из состояния 1 → 3 и обратный переход 3 → 1 сопровождаются неодинаковыми количествами поглощенного и выделенного тепла. Очевидно, что это связано с тем, что оба перехода были проведены различными путями: в одном случае (1 → 3) процесс расширения происходил при давлении более высоком, чем процессы сжатия в другом (3 → 1). Ясно, что если бы мы осуществили переход 3 → 1 тем же путем, что и прямой, т.е. по кривой 3 → 2 → 1, а не по кривой 3 → 4 → 1 (), то количество тепла, затраченного при прямом переходе, в точности равнялось бы количеству тепла, выделившемуся при обратном переходе.

Iz tega izhaja pomemben sklep: količina toplote, ki jo je treba predati telesu ali mu odvzeti pri prehodu iz enega stanja v drugo, ni enoznačno določena z začetnim in končnim stanjem, ampak je bistveno odvisna od načina prenosa. iz tega prehoda.

Vendar, čeprav same količine toplote - Q 1, ki jo grelnik preda delovnemu telesu pri temperaturi T 1, in Q 2, ki jo delovno telo prenese v hladilnik pri temperaturi T 2 - niso enake, kot izhaja iz primerjava formul (), () in (), so razmerja med temi toplotami in temperaturami, pri katerih so bile absorbirane ali sproščene, številčno enaka drug drugemu (vendar imajo nasprotne znake):

Relacija se po Lorentzu imenuje zmanjšana toplota. Iz (2.3.15) sledi, da so reducirane toplote, ki jih med krožnim procesom sprejme in prenese delovna tekočina, med seboj enake.

Posplošimo ta rezultat. V splošnem primeru lahko vsako spremembo stanja telesa ali sistema teles predstavimo kot rezultat neskončno velikega števila neskončno majhnih sprememb. Za vsako tako neskončno majhno spremembo sistem bodisi absorbira ali sprosti neskončno majhno količino toplote dQ (če proces ni adiabaten). Naj bo dQ > 0, ko sistem absorbira toploto, kjer je dQ količina toplote, odvzete telesu M pri temperaturi T, dQ" je količina toplote, prenesena v rezervoar pri temperaturi T 1.

Če je T 1< T, резервуар играет роль холодильника, а тело М - нагревателя, и наоборот.

Ko telo M zaključi krožni proces, mora biti skupna količina toplote, ki jo telo izgubi, kot izhaja iz (2.3.17), enaka . Ker je toplotna kapaciteta rezervoarja velika in njegova temperatura ostaja konstantna, bo ta vrednost enaka: .

Proces, ki ga izvaja telo, je krožen. Zato na koncu ni doživel nobenih sprememb. Če bi bil integral (2.3.16) pozitiven, bi to pomenilo, da se je količina toplote, ki jo telo izgubi, v celoti pretvorila v delo, medtem ko telo M ni spremenilo svojega stanja. Vendar je to v nasprotju z drugim zakonom termodinamike. To pomeni, da predpostavka, da. Podobno se lahko pokaže, da navedeni integral ne more biti negativen. Če pa ne more biti niti pozitiven niti negativen, potem to pomeni, da za reverzibilne krožne procese velja:

Entropija izoliranega sistema se lahko samo poveča (če se v sistemu pojavi ireverzibilen proces) ali ostane konstantna v primeru reverzibilnega procesa.

Nernst je dokazal izrek (včasih imenovan tudi tretji zakon termodinamike), po katerem, ko absolutna temperatura teži k nič, tudi entropija katerega koli telesa teži k nič:

Potem lahko entropijo stanja telesa pri temperaturi T izračunamo na naslednji način.

Drugi zakon termodinamike. Načelo delovanja toplotnega stroja. Carnotov cikel. Učinkovitost toplotnega motorja.

Drugi zakon termodinamike (BLT)

Prvi zakon termodinamike (PLT), ki izraža splošni zakon ohranjanja in transformacije energije, nam ne omogoča določitve smeri procesov

VNT velja le v povezavi s termodinamičnimi sistemi. Obstaja več enakovrednih formulacij VNT:

1. Nemogoč je proces, katerega edini rezultat je prenos toplote s hladnega telesa na vroče (Clausiusova formulacija).

2. Nemogoč je proces, katerega edini rezultat je opravljanje dela zaradi ohlajanja enega telesa (Thomsonova formulacija).

3. Entropija izoliranega sistema se ne more zmanjšati med kakršnimi koli procesi, ki se v njem dogajajo, ᴛ.ᴇ. dS³0, kjer se enačaj nanaša na reverzibilne procese, večji pa na ireverzibilne procese (Clausiusova formulacija).

Boltzmannova formula (31) S=klnW nam omogoča statistično interpretacijo tretje formulacije VNT: Termodinamična verjetnost W stanja izoliranega sistema se ne more zmanjšati za vse procese, ki se v njem odvijajo.

Izraža potrebne vzorce kaotičnega gibanja velikega števila delcev, ki so del izoliranega sistema.

Carnotov cikel

Prikazan je Carnotov cikel, kjer sta izotermna ekspanzija in stiskanje podana s krivuljama 1-2 oziroma 3-4, adiabatna ekspanzija in stiskanje pa s krivuljama 2-3 in 4-1.

Načelo delovanja toplotnega stroja.

Toplotni motor običajno imenujemo ciklična naprava, ki pretvarja toploto, sproščeno pri zgorevanju goriva, v delo.

Elementi toplotnega motorja:

Grelec

Delovna snov

Hladilnik

Na primeru avtomobilskega cilindra se zrak segreje, temperatura zraka se dvigne, to povzroči translacijsko gibanje bata. Premični bat vrti ročično gred, nato pa se skozi zobniški sistem rotacijsko gibanje prenese na kolesa.

Učinkovitost je delo stroja glede na porabljeno energijo.

Drugi zakon (zakon) termodinamike. Entropija. Carnotov cikel.

Krožni procesi (cikli)

Prvi zakon termodinamike pravi, da se lahko toplota pretvori v delo in delo v toploto, in ne določa pogojev, pod katerimi so te transformacije možne.

Pretvorba dela v toploto se zgodi vedno popolnoma in brezpogojno. Povratni proces pretvorbe toplote v delo med njenim neprekinjenim prehodom je mogoč le pod določenimi pogoji in ne v celoti. Toplota lahko samo sama prehaja z bolj vročih teles na hladnejša. Prenos toplote s hladnih teles na segreta ne pride sam od sebe. To zahteva dodatno energijo.

Tako je za popolno analizo pojavov in procesov potrebno imeti poleg prvega zakona termodinamike še dodatni zakon. Ta zakon je drugi zakon termodinamike. Ugotavlja, ali je določen proces možen ali nemogoč, v katero smer poteka proces, kdaj je doseženo termodinamično ravnovesje in pod kakšnimi pogoji je mogoče doseči maksimalno delo.

Formulacije drugega zakona termodinamike.

Za obstoj toplotnega stroja sta potrebna dva vira - vroč vir in hladen vir (okolje). Če toplotni stroj deluje samo iz enega vira, se imenuje večni gibalnik 2. vrste.

Prva formulacija (Ostwald):

"večni stroj 2. vrste je nemogoč."

Perpetum mobile prve vrste je toplotni stroj, pri katerem je L>Q1, kjer je Q1 dovedena toplota. Prvi zakon termodinamike "dopušča" možnost ustvarjanja toplotnega stroja, ki dovedeno toploto Q1 popolnoma pretvori v delo L, tj. L = Q1. Drugi zakon nalaga strožje omejitve in navaja, da mora biti delo manjše od dovedene toplote (L

Večni gibalnik 2. vrste je mogoče realizirati, če se toplota Q2 prenese iz hladnega vira na vročega. Toda za to mora toplota spontano prehajati s hladnega telesa na vroče, kar je nemogoče. To vodi do druge formulacije (Clausius):

"Toplota se ne more spontano prenesti s hladnejšega telesa na bolj vroče."

Za delovanje toplotnega stroja sta potrebna dva vira - topel in hladen. Tretja formulacija (Carnot):

"kjer je temperaturna razlika, se lahko dela."

Vse te formulacije so med seboj povezane; iz ene formulacije lahko dobite drugo. Ena od funkcij stanja termodinamičnega sistema je entropija. Entropija je količina, definirana z izrazom:

dS = ?Q / T. [J/K] (7)

ali za specifično entropijo:

ds = ?q /T [J/(kg K)] (8)

Entropija je nedvoumna funkcija stanja telesa, ki ima za vsako stanje zelo specifično vrednost. Je obsežen (od mase snovi odvisen) parameter stanja in je v vsakem termodinamičnem procesu popolnoma določen z začetnim in končnim stanjem telesa in ni odvisen od poti procesa.

Entropijo lahko definiramo kot funkcijo osnovnih parametrov stanja:

S = f1(P,V); S = f2(P,T); S = f3(V,T); (9)

ali za specifično entropijo:

s = f1(P,v); s = f2(P,T); S = f3(v,T); (10)

Ker entropija ni odvisna od vrste procesa in je določena z začetnim in končnim stanjem delovne tekočine, se le njena sprememba v danem procesu ugotovi z uporabo naslednjih enačb:

S = cv·ln(T2/T1) + R?·ln(v2/v1); (11)

S = cp·ln(T2/T1) - R?·ln(P2/P1); (12)

S = cv ln(P2/P1) + cр ln(v 2/v 1). (13)

Če se entropija sistema poveča (?s > 0), se sistemu dovaja toplota.

Če se entropija sistema zmanjša (?s< 0), то от системы отводится тепло.

Če se entropija sistema ne spremeni (?s = 0, s = const), potem se toplota v sistem ne dovaja in toplota se iz njega ne odvaja (adiabatni proces ali izentropski proces).

Termodinamični proces je prehod sistema iz enega ravnotežnega stanja v drugega. Če se sistem kot rezultat več procesov vrne v prvotno stanje, potem pravimo, da je zaključil zaprt proces ali cikel. Carnotov cikel je krožni cikel, sestavljen iz 2 izotermičnih procesov (potekajo pri konstantni temperaturi) in 2 adiabatskih procesov (potekajo brez izmenjave toplote z okoljem). Reverzibilni Carnotov cikel v p-v- in T-s-diagramih je prikazan na sliki 1: 1-2 - reverzibilna adiabatna ekspanzija pri s1=const. Temperatura se zniža od T1 do T2.

2-3 - izotermično stiskanje, odvajanje toplote q2 v hladni vir iz delovne tekočine.

3-4 - reverzibilna adiabatna kompresija pri s2=const. Temperatura se dvigne od T3 do T4.

4-1 - izotermna ekspanzija, dovod toplote q1 vročemu viru v delovno tekočino.

Glavna značilnost vsakega cikla je faktor toplotne učinkovitosti (t.e.).

T = Lc / Qc, (14)

ali?t = (Q1 - Q2) / Q1.

Slika 1.

Za reverzibilni Carnotov cikel je toplotna učinkovitost določeno s formulo:

Tk = (T1 - T2) / T1. (15)

To implicira prvi Carnotov izrek:

"Toplotna učinkovitost reverzibilnega Carnotovega cikla ni odvisna od lastnosti delovne tekočine in je določena le s temperaturami virov."

Iz primerjave poljubnega invertibilnega cikla in Carnotovega cikla sledi 2. Carnotov izrek:

"reverzibilni Carnotov cikel je najugodnejši cikel v danem temperaturnem območju"

Zato toplotna učinkovitost Carnotov cikel je vedno večji od toplotne učinkovitosti. poljubna zanka:

Tk > ?t. (16)

Nadaljnje delo na področju termodinamike je pokazalo, da ima entropija globok fizični pomen. Pri ireverzibilnih procesih se poveča in doseže maksimum, ko sistem doseže stanje toplotnega ravnovesja. Na primer, v sončnem sistemu se po drugem zakonu termodinamike dogajajo procesi, ki vodijo do povečanja entropije. Sončna energija se razprši, kar bo na koncu pripeljalo sončni sistem v stanje toplotnega ravnovesja z zelo nizko temperaturo. Clausius je ta pojav poimenoval toplotna smrt sončnega sistema. Ta sklep je razširil na celotno vesolje in napovedal toplotno smrt vesolja. Vendar podatki astrofizike zadnjih desetletij kažejo, da se v vesolju dogajajo procesi, ki so v nasprotju z drugim zakonom termodinamike. Na nekaterih njegovih delih izbruhnejo supernove, t.j. procesi potekajo z zmanjšanjem entropije, kar je v nasprotju z drugim zakonom. Zato drugega zakona termodinamike ni mogoče razširiti na celotno vesolje, kot je to storil Clausius.

V termodinamiki Carnotov cikel oz Carnotov postopek je reverzibilen krožni proces, sestavljen iz dveh adiabatskih in dveh izotermičnih procesov. V Carnotovem procesu termodinamični sistem opravlja mehansko delo in izmenjuje toploto z dvema toplotnima rezervoarjema, ki imata konstantni, a različni temperaturi. Rezervoar z višjo temperaturo imenujemo grelnik, tisti z nižjo temperaturo pa hladilnik.

Carnotov cikel je dobil ime po francoskem znanstveniku in inženirju Sadiju Carnotu, ki ga je prvi opisal v svojem eseju "O gibalni sili ognja in o strojih, ki so sposobni razviti to silo" leta 1824.

Ker se reverzibilni procesi lahko odvijajo le pri neskončno majhni hitrosti, je moč toplotnega stroja v Carnotovem ciklu enaka nič. Moč realnih toplotnih strojev ne more biti enaka nič, zato se lahko realni procesi idealnemu reverzibilnemu Carnotovemu procesu približajo le z večjo ali manjšo stopnjo natančnosti. V Carnotovem ciklu toplotni stroj pretvarja toploto v delo z največjim možnim izkoristkom od vseh toplotnih strojev, katerih najvišja in najnižja temperatura v delovnem ciklu sovpadata s temperaturo grelnika in hladilnika v Carnotovem ciklu.

Opis Carnotovega cikla

Carnotov cikel v koordinatah T-S

Naj toplotni stroj sestavljajo grelec s temperaturo , hladilnik s temperaturo in delovna tekočina.

Carnotov cikel je sestavljen iz štirih reverzibilnih stopenj, od katerih se dve odvijata pri konstantni temperaturi (izotermično) in dve pri konstantni entropiji (adiabatno). Zato je priročno predstaviti Carnotov cikel v koordinatah T(temperatura) in S(entropija).

1. Izotermna ekspanzija(na sliki 1 - proces A→B). Na začetku procesa ima delovna tekočina temperaturo, to je temperaturo grelca. Telo nato pride v stik z grelcem, ki mu izotermno (pri stalni temperaturi) preda določeno količino toplote. Ob tem se poveča prostornina delovne tekočine, ta opravlja mehansko delo, njena entropija se poveča.

2. Adiabatna ekspanzija(na sliki 1 - proces B→C). Delovna tekočina je ločena od grelnika in se še naprej širi brez izmenjave toplote z okoljem. V tem primeru se telesna temperatura zniža na temperaturo hladilnika, telo opravlja mehansko delo, entropija pa ostane konstantna.

3. Izotermna kompresija(na sliki 1 - proces B→G). Delovna tekočina, ki ima temperaturo , pride v stik s hladilnikom in se pod vplivom zunanje sile začne izotermno stiskati, pri čemer oddaja količino toplote hladilniku. Na telo se dela, njegova entropija se zmanjšuje.

4. Adiabatna kompresija(na sliki 1 - proces Г→А). Delovna tekočina je ločena od hladilnika in stisnjena pod vplivom zunanje sile brez izmenjave toplote z okoljem. Hkrati se njegova temperatura poveča na temperaturo grelca, na telo se opravi delo, njegova entropija ostane konstantna.