PRIMERA LEY DE LA TERMODINÁMICA

PRIMERA LEY DE LA TERMODINÁMICA
La primera ley de la termodinámica es un enunciado de la primera ley de la conservación de la energía. Con
otro objeto de establecerla, consideremos qué se entiende por sistema cerrado, es decir, una acumulación
definida de partículas separadas. Esta podría consistir en un gas confiado en un cilindro por un pistón, en cuyo
caso las moléculas en el gas son el sistema; o un sistema pudiera ser muy grande, por ejemplo: la Tierra y todo
lo asociado con ella. En cualquier caso dado debemos saber exactamente que constituye el sistema si vamos a
poder describirlo.
Consideremos ahora un sistema cerrado. Podrían ser las moléculas de un gas confinadas por un pistón. Como
se muestra en la figura 17− 1. Estas moléculas, así como cualquier Otro sistema, poseerán energía U. Esta
podría ser energía cinética de traslación, rotación y vibración, juntamente con energía potencial de enlaces
moleculares estirados e interacción de energía entre las moléculas. En cualquier caso, U se utiliza para denotar
le energía total que posee el sistema, y a menudo recibe el nombre de energía interna del sistema, es virtud de
que la energía es una propiedad de las moléculas individuales que constituyen el sistema.
Supongamos ahora que una cantidad de energía por calor dQ influye en el sistema. *La energía del sistema se
debe aumentar en virtud de que la ley de conservación de la energía nos indica que la energía no puede
desaparecer. En ausencia de todos los otros cambios en el sistema, la energía por calor agregada al sistema
debe igualar el aumento de energía interna del sistema, U.
Sin embargo, en la situación que se ilustra en la figura 17−1, el pistón subirá a medida que se agregue calor al
ges. En la sección 16−5 estudiamos este situación con algún detalle, y encontramos que si el volumen
aumenta en una cantidad V, el gas efectuará trabajo en le cantidad P V. donde P es la presión del gas. En
general, cuando el volumen de un sistema aumenta en una cantidad −1V, el trabajo efectuado por el sistema es
*dQ, en vez de Q, se utiliza para representar esta energía, ya que no deseamos dar la impresión de que
podemos definir el calor Q dentro del sistema. La energía por calor añadida se convierte en energía cinética o
da lugar a realización del trabajo cuando entra en el sistema. No podemos separar una porción de calor de la
energía total del sistema U
Figura 17−1 A medido que se añade calor al gas y se mantiene la presión constante por medio del pistón
móvil, ¿cuánto trabajo esta efectuando el gas?
Se pueden imaginar otros ejemplos del trabajo efectuado por un sistema La ley de conservación de energía
nos indica en cada caso, independientemente de lo complicado que sea, que si el sistema efectúa trabajo W,
este trabajo debe efectuarse a expensas de la energía del sistema. Por lo tanto, cuando un sistema efectúa
trabajo
W, su energía debe cambiar en una cantidad W. El signo negativo nos indica que cuando el Sistema efectúa
trabajo pierde energía.
Ahora podemos combinar estos tres cambios de energía:
1) Una cantidad de calor d0 se agrega a un sistema;
2) El sistema efectúa una cantidad de trabajo W, y por lo tanto pierde energíaW;
3) La energía interna del sistema aumenta en una cantidad U. La ley de conservación de la energía nos señala
que
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La ecuación 17−1 es un enunciado de la primera ley de la termodinámica. Como se comentó anteriormente, si
sólo se efectúa trabajo externo por expansión, entonces
17−1 puede volverse a escribir
Esta relación realmente no es nueva para nosotros, en virtud de que la derivamos y utilizamos en el capítulo
precedente. Sin embargo ahora vemos que tiene mayor validez que el caso restringido para el cual la
derivamos previamente. La forma aún más general de la primera ley, 17−1, es de gran utilidad. En relación
con ella, puntualicemos que U en efecto puede ser una cantidad muy compleja. Por ejemplo, incluye las
energías eléctricas internas, químicas, atómicas y nucleares del sistema, así como la energía mecánica. La
primera ley se aplica a cambios en a cualquiera que sea su naturaleza
Ilustración 17−1
Cuando una barra de hierro se calienta en la atmósfera, se dilata, y por lo tanto parte de la energía por calor se
usa para efectuar trabajo. Encuentre la fracción de energía por calor que se utiliza con este fin.
Razonamiento
Consideremos un aumento de temperatura de 1°C. Utilizando la información de las tablas 16−6 y 1 6−1,
tenemos, de 16−13 y 16−1,
Y donde y sea el volumen y m la masa de la barra.
Considerando que la presión atmosférica es 1 X 105 N/m tenemos
Cambiando d0 a unidades consistentes si se recuerda que 1 caí = 4.185 Tenemos
Por o tanto, la fracción de energía por calor utilizada para dilatar el metal contra la presión de la atmósfera es:
Ahora m/v es simplemente la masa por unidad de volumen o densidad del hierro y es 7.86 g/cm3 como puede
encontrarse refiriéndose, por ejemplo a Handbook of Chemistry and Physics. Cambiando esto a gramos por
metro cúbico y multiplicando por 106 se obtiene m/ V = 7.86 X 106 g/m3. Substituyendo, encontramos
Esto significa que únicamente se utiliza una millonésima de la energía por calor para efectuar trabajo contra la
atmósfera. Todo el resto de la energía por calor se utilizó para aumentar la energía interna de la barra. De esto
se deducirá con facilidad por qué podemos ignorar la energía comprendida en la dilatación de un sólido o de
un líquido.
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CAMBIO ISOTÉRMICO DEL VOLUMEN
Cuando un sistema se altera en alguna forma sin permitir que la temperatura del sistema cambie
apreciablemente, se dice que el cambio es, isotérmico, Discutiremos ahora el cambio de volumen isotérmico
de un gas perfecto o ideal. Este cambio puede lograres aplicando una fuerza exterior al pistón que se muestra
en la figura 17−1 y empujando lentamente el pistón hacia abajo. Cuando empujamos el pistón hacia abajo, se
efectúa trabajo WT sobre el sistema, y el trabajo efectuado por el sistema es − WT. Según 17−1, tenemos
Si el gas es ideal, no habrá energía media apreciable de interacción entre las moléculas. Además, llevaremos a
cabo la compresión muy lentamente, de manera que podamos mantener el gas a temperatura constante. Es
decir, la compresión es isotérmica. Como la energía cinética de las moléculas no cambia (temperatura
constante), y como la energía potencial se considera esencialmente cero, la energía interna de las moléculas U
no cambiará durante la impresión. Por lo tanto, U = Q1 y encontramos
WT = −dQ
De la ecuación anterior.
Se recordará que dQ es la energía por calor agregada al sistema. Encontramos que es negativa en este caso,
por lo tanto mostrando que se ibera calor por el sistema a medida que éste se comprime isotérmicamente. Este
hecho es obvio por la siguiente razón. Al comprimir el pistón, efectuamos una cantidad de trabajo WT sobre
el gas. Esto da la energía del gas. Como el gas es perfecto y su temperatura se mantiene constante, esta
energía agregada debe salir del gas tan pronto como se proporciona al gas. Este flujo de energía hacia afuera
ocurre en forma del calor que fluye del gas.
a) Comprensión b) expansión
Figura 17−2 En el proceso isotérmico reversible que se muestra, el sistema se describe a cada instante por loo
calores de P y V, junto con la ley del gas.
Es conveniente dibujar una gráfica de P en función de V para esta compresión isotérmica, En virtud de que la
ley de los gases nos indica que
Y en virtud de que T se mantiene constante, tenemos
Este tipo de curva, una hipérbola, se muestra en la figura 1 7−2(a).
Igualmente, una vez que el pistón ha sido comprimido hasta el punto 8 de la curva, se puede permitir que el
pistón suba lentamente. A medida que el pistón sube, el gas efectúa trabajo sobre él en una cantidad igual a P
V a medida que el volumen aumenta en una cantidad V. Para que el gas efectúe este trabajo, debe gastar
energía, La energía requerida proviene de la energía térmica del gas. (A medida que las moléculas del gas
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golpean el pistón, efectúan trabajo sobre él según se mueve hacia arriba. En el proceso, las moléculas pierden
energía cinética de traslación, que es simplemente energía térmica.) A menos que fluya calor del exterior
hacia el sistema, el gas se enfriaré debido a esta pérdida de energía térmica, Sin embargo, consideraremos que
se permite que el gas absorba calor de su medio circundante, y por lo tanto efectúe la dilatación isotérmica.
Como antes,
Y la gráfica de P en función de V durante la expansión isotérmica será como se indica en la figura 17−2(b),
que es idéntica en forma a la gráfica de la parte (a) de la misma.
Los procesos que acabamos de describir son reversibles. Por esto queremos señalar que el sistema cambia
exactamente en la forma opuesta cuando va de A a B que en la forma en que lo hace al ir de B a A, En
cualquier punto intermedio el sistema está en el mismo estado, cualquiera que sea la forma en que se realiza el
cambio. En general, un proceso reversible requiere la ausencia de la fuerza de fricción, y además el cambio
debe ocurrir lentamente, de manera que el sistema esté esencialmente en equilibrio en todas las etapas de
cambio. Únicamente en este caso, el estado del sistema puede describirse fácilmente en función de P, V y T.
Es importante que definamos ahora muy claramente varios términos que vernos a utilizar. Decimos que un
sistema esté en equilibrio termodinámico en un conjunto dado de parámetros mensurables P, V y T si lo
siguiente es cierto: el sistema es idéntico a un sistema similar aislado que ha existido constante a estos mismos
valores de P, V y T durante un intervalo infinitamente grande. Estrictamente hablando, nunca puede
alcanzarse el equilibrio termodinámico exacto. Sin embargo, en la práctica, comúnmente es sencillo reducir
las diferencias de un sistema a partir del equilibrio termodinámico a valores despreciables. Obsérvese que
presión, volumen y temperatura de un sistema son cantidades perfectamente definidas si el sistema está en
equilibrio.
Algunas cantidades, denominadas variables de estado, son funciones de un solo valor perfectamente definidas
de un sistema en equilibrio termodinámico. Por ejemplo, temperatura, presión y volumen de un sistema son
funciones únicamente del estado particular de equilibrio del sistema. No importa cómo alcance el sistema este
estado de equilibrio, sus P, V y T serán siempre las mismas una vez que se alcance el equilibrio. En virtud d
que las propiedades promedio de las moléculas en un sistema serán las mismas en un estado de equilibrio
dado, independientemente de cómo se alcance el estado, la energía interna de un sistema también es un estado
variable. El trabajo efectuado por un sistema y el flujo de calor hacia el sistema no son variables de estado, ya
que de estas depende la historia pasada del sistema, como se veré en forma más clara posteriormente.
Sólo cuando un sistema está en equilibrio (o muy próximo al equilibrio) podemos describirlo anotando sus
valores de T, P y V. Únicamente entonces P T serán constantes (o por lo menos bien definidas) en todo el
sistema. La presión y la temperatura de un gas sometido a flujo turbulento no son suficientes para describir un
gas bajo estas altas condiciones de no equilibrio. Por esta razón a menudo restringimos nuestro estudio a
procesos reversibles (frecuentemente denominados procesos casi estáticos). Estos procesos se llevan a cabo
lentamente, de manera que el sistema puede describirse por sus variables de estado durante el proceso.
SEGUNDA LEY DE LA TERMODINAMICA
Toda nuestra experiencia indica que el calor fluye de los cuerpos más calientes a los más fríos si no se actúa
desde el exterior para evitarlo. Esto es razonable para comprender el calor en función de la energía cinética de
las moléculas. Estas observaciones se resumen en la segunda ley de la termodinámica, que puede establecerse
de la manera siguiente: el calor fluye espontáneamente de un objeto más caliente a otro más frío, pero no
viceversa. Debido a esto, es imposible que un sistema cíclico transfiera calor de un cuerpo a temperatura más
baja a un cuerpo de temperatura más alta indefinidamente, a menos que se efectúe trabajo exterior sobre el
sistema. Existen otros caminos equivalentes para establecer la segunda ley, como veremos posteriormente.
El hecho que la segunda ley existe está implícito en la ecuación para la eficiencia de una máquina de Carnot.
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Cuando la temperatura de la fuente de calor Ti es igual a la temperatura de extracción T2, la eficiencia se
vuelve cero. En Otras palabras, aun la máquina térmica más eficiente no puede efectuar trabajo a menos que
exista la oportunidad de que expela la energía por calor a un objeto de temperatura más baja. Este hecho
elimina todos los sistemas para usar la energía térmica del océano al impulsar barcos. El calor Q1 se tomaría
del océano, y tendría que haber un objeto algo más frío sobre el cual la máquina pudiera expeler el calor Q2
para que la máquina hiciera trabajo. Excepto en casos no prácticos, como tiempo frío o grandes cantidades de
hielo llevadas sobre el barco, no está disponible tal objeto de temperatura más baja. Este tipo de dificultad
amenaza a muchos esquemas para usar energía térmica disponible naturalmente para hacer funcionar una
maquina.
A partir de esta consideración vemos que la energía disponible para efectuar trabajo útil disminuye
constantemente si se deja a sí misma. El calor fluye desde las regiones más calientes a las regiones más frías,
y al final las dos temperaturas se vuelven iguales. En ese punto, la energía cinética al azar de las moléculas
que aun se encuentran ahí ha estado sin usarse, y no puede efectuar trabajo útil a menos que se permita que el
calor fluya a otro objeto que se encuentra aún a temperatura más baja. A este fenómeno se le denomina
degradación de energía.
DESORDEN Y DEGRACION DEL CALOR
La primera ley de la termodinámica fue un enunciado de la conservación de la energía aplicado a sistemas que
comprenden energía por calor. Podríamos sospechar que la segunda ley pudiera establecer en función de lo
que pertenece a la mecánica, así como al calor. Este hecho es cierto, y una rama completa de la física, la
mecánica estadística, trata del estudio de las cantidades termodinámicas a partir de un punto de vista
mecánico. Para introducir este nuevo aspecto de la segunda ley, consideremos los siguientes ejemplos de
degradación de energía.
Caso 1 Conducción De Calor
Desde un punto de vista mecánico, ¿qué sucede realmente cuando un cuerpo caliente y uno frío construidos
del mismo material se ponen en contacto? Las moléculas del cuerpo caliente contienen más energía cinética
que las del cuerpo frío. Al ponerse en contacto, comparten su energía cinética, y al final la energía cinética y
la temperatura media de las moléculas en los dos cuerpos son iguales. Concordamos que es sumamente
improbable que, una vez que los cuerpos han alcanzado temperaturas iguales, las moléculas de mayor energía
regresaran a uno de los cuerpos, elevando su temperatura más que el otro. Esto da lugar al hecho que el flujo
de calor no se observa que fluya de un cuerpo frío a uno caliente. Una vez que hemos mezclado la energía de
las moléculas calientes con la energía de las moléculas frías, las energías no se entremezclaran por si mismas.
La energía por calor fluye en el sentido de no dejar ningún orden respecto a la energía térmica. Las regiones
calientes, o al menos sus energías en exceso, tienden a abandonar las regiones ordenadas y a mezclarse
irremisiblemente o desordenarse a lo largo de todo el cuerpo.
Caso 2 Expansión Isotérmica De Un Gas Perfecto
Podemos imaginar un pistón y un cilindro mantenidos a temperatura constante al sumergirnos en un baño
caliente. A medida que el volumen se aumenta lentamente permitiendo al pistón tirar hacia afuera poco a
poco, el gas llena el volumen total disponible en el cilindro. Al hacer esto, el gas debe efectuar trabajo, y
absorbe calor del baño caliente con objeto de mantener su temperatura. Una vez que la expansión se ha
completado, las moléculas llenan completamente el volumen, y no se contraerán por sí solas en forma
repentina (aun lentamente) para llenar sólo el pequeño volumen original. Las moléculas han vuelto a estar más
desordenadas en el sentido de que no están tan bien localizadas como antes, y no se ordenarán nuevamente
por sí solas; por lo tanto, no podemos esperar que el gas por sí solo regrese la energía por calor que recibió del
baño caliente. El flujo de calor tiene una dirección preferida, y es tal que el desorden se favorece y el orden se
pierde.
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Caso 3 Sublimación De Cristales
En climas muy fríos la nieve desaparece al cabo de un momento, aun cuando la temperatura esté muy por
debajo de permitir la fusión. El hielo se ha sublimado, es decir, ha cambiado de sólido a vapor. Este es un
proceso afín a la evaporación. Parte de las moléculas de la superficie del cristal adquieren (por procesos al
azar) suficiente energía para desprenderse; entonces se convierten en, rnoléculas de vapor de agua, y escapan.
Evidentemente las moléculas están mucho más desordenadas en el estado de vapor que en el de cristal; si el
sistema se mantiene a temperatura constante con un volumen disponible suficiente, el gas finalmente se
volverá tan desordenado como sea posible. En el proceso absorberá el calor latente de sublimación del baño
de temperatura que la está manteniendo. Aquí también la dirección preferida del flujo es tal que el desorden se
aumenta.
PRIMERA LEY DE LA TERMODINÁMICA
El cambio en energía de un sistema durante cualquier proceso es igual a la energía transferida a los
alrededores en forma de calor y de trabajo.
En el caso particular de un sistema aislado, no hay ni transferencia de calor ni trabajo efectuado. En este caso
E = O. Esto quiere decir que no hay cambio en la energía del sistema. La energía del sistema permanece
constante. Esto constituye el principio de la conservación de la energía.
PRINCIPIO DE LA CONSERVACIÓN DE LA ENERGÍA
La experiencia ha permitido demostrar sucesivamente:
1° Que todas las formas de energía mecánica son equivalentes y que en un sistema en el que, por sus
transformaciones, sólo se producen formas diversas de energía mecánica, la energía total se mantiene
constante, es decir, se conserva la energía mecánica;
2° Que la energía mecánica transformada en calor da una cantidad equivalente de este último, cualquiera que
sea la forma en que se efectúe la transformación;
3° Que la energía eléctrica, que se expresa en unidades mecánicas, proporciona también una cantidad de calor
equivalente al trabajo mecánico correspondiente.
El estudio cuantitativo de los casos más variados ha conducido a comprobar que siempre que una energía se
manifiesta en cierta forma, desaparece, en la misma cantidad, bajo una o varias otras formas. Puede entonces
enunciaron el siguiente principio general:
La energía total de un sistema aislado permanece constante (principio de la conservación de la energía).
Por sistema aislado debe entenderse un conjunto limitado que no puede ceder ni recibir energía del medio
exterior.
Este enunciado equivale a decir que no puede crearse energía por ningún medio ni hacer que desaparezca la
energía existente. Sólo puede alteraron su forma, pero la cantidad total permanece invariable.
El principio de la conservación de la energía debe a Mayer su expresión actual, y ha sido precisado después
por los trabajos de Joule y de Helmholtz. Su gran importancia se debe a que los descubrimientos modernos de
la física no sólo no lo han modificado, sino que han confirmado todas sus consecuencias. No ocurre lo mismo
con el principio de la conservación de la materia, que se consideró como análogo durante mucho tiempo, y
cuya demostración experimental en el campo de la química, anterior a la radiactividad, no había encontrado
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nunca excepciones.
Se admite actualmente que la masa de un cuerpo es susceptible de disminución si proporciona energía. Esta
masa podrá asimilarse a una energía potencial capaz de transformarse, bajo ciertas influencias, en energía
cinética o actual. Debe considerarse que toda aportación de energía a un cuerpo, elevando su temperatura, por
ejemplo, aumenta su masa de una cantidad que puede calcularse, pero que en la práctica corriente es de un
orden de magnitud demasiado pequeña para que haya que tenerla en cuenta.
PRINCÍPIO DE CARNOT
SEGUNDO PRINCIPIO DE TERMODINÁMICA
El principio de Carnot se divide en dos partes. La primera es que la producción de calor va siempre
acompañada por una disminución de la temperatura, y es, de nuevo, el enunciado de un hecho que se observa
generalmente en todas las transformaciones de calor en trabajo. La generalización de este resultado
experimental constituye el postulado de Carnot, que puede expresarse de la siguiente forma:
En toda máquina térmica, el sistema objeto de la transformación debe sufrir una disminución de temperatura,
y sólo podrá producirse trabajo por la pérdida de calor del cuerpo que pasa de cierta temperatura a otra
temperatura más baja.
Toda máquina de vapor c en efecto, de una fuente de calor, que es la caldera que produce el vapor y que
contiene una cantidad de calor Q1. Esta cantidad de calor sólo se transforma parcialmente en trabajo porque el
condensador absorbe una cantidad de calor Q2 que nunca es nula. El trabajo que corresponde a la cantidad de
calor perdida será, pues,
W = J (Q1 Q2).
Si hubiera podido transformarse en trabajo el calor proporcionado por la caldera, se tendría:
W = J Q1.
El rendimiento teórico será:
Como Q2 no es nunca nula, el rendimiento R es siempre menor que la unidad
El coeficiente se denomina con frecuencia coeficiente de perdida del motor
El teorema que constituye la segunda parte del principio de Carnot se establece matemáticamente, con arreglo
al valor del rendimiento E que acaba de enunciarse e basándose en el principio de equivalencia. Este teorema
es el siguiente:
En toda máquina térmica reversible, el rendimiento teórico máximo es independiente de la naturaleza del
cuerpo que sufre la transformación y sólo depende de iris temperaturas del hogar y del refrigerante.
Este rendimiento teórico Rm viene dado por la relación
Siendo T1 y T2 las temperatura absolutas respectivas del hogar y del refrigerante, o si las temperaturas se
expresan en grados centesimales
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Rm =
Pueden aplicarse estos datos, a título de ejemplo, al caso de una máquina de vapor cuya caldera proporcione
vapor saturante a una presión de 12 Kg. /cm2. Sabemos que la temperatura de este vapor es de 187° C. El
vapor de escape pasa al condensador, que está, por ejemplo, a la temperatura de 37° C. El rendimiento
máximo del rielo recorrido por el vapor será
Rm =
No será, pues, posible utilizar, en estas condiciones, más que 1/3 de la potencia representada por la cantidad
de calor recibida por el vapor en la caldera durante la unidad de tiempo.
Fácilmente se comprueba que el rendimiento máximo aumenta si se eleva la temperatura T1, o si se disminuye
la temperatura T2. Aunque esta segunda operación es difícil de realizar prácticamente, porque no se puede
disminuir la temperatura de una fuente natural, es en cambio posible aumentar la temperatura del generador de
vapor aumentando su presión.
Esto es lo que se ha realizado en algunas calderas, como la de Serpollet, en la que se alcanzaba una presión de
aproximadamente 80 atmósferas. Como la temperatura del vapor era entonces 300° C, aproximadamente, el
rendimiento máximo. Si se admite como temperatura del condensador 413°, será
Rm =
CICLO DE GARNOT
Una máquina que funcione según el principio de Carnot y cuyo rendimiento efectivo sea igual al rendimiento
máximo constituye una máquina perfecta, que no puede realizarse prácticamente, pero cuyos caracteres deben
conocerse a fin de ajustarse a ellos en la medida de lo posible.
Las transformaciones a que se somete un fluido pueden realizarse de dos formas completamente distintas:
1° A temperatura constante se obtiene una compresión o una expansión llamada isotérmica, que es la que se
produce cuando la variación del volumen se hace en un recinto mantenido a temperatura constante, que
absorbe todo el calentamiento producido en el gas o en el vapor, o que cede el calor si la temperatura tiende a
bajar a causa de la expansión. Si se trata de un gas al que pueda aplicarse la ley de Mariotte, la curva de
presión en función del volumen será una hipérbola equilátera representada por la ecuación
pv = constante;
2° Cuando el recinto en el que se producen la expansión y la compresión está completamente aislado del
calor, sin que pueda reducirse ninguna de las variaciones de la temperatura del medio que ocupa este recinto
por una pérdida de calor a través de las paredes, la transformación se llama adiabática.
Se demuestra que la ecuación que liga el vapor del volumen con la presión es, para un gas perfecto,
pvr = constante,
En la cual r = es el cociente de los valores específicos del gas.
Supongamos una máquina térmica que funcione entre las temperaturas T1 y T2; ¿a qué transformaciones
deben someterse los cuerpos empleados entre estos límites para obtener el rendimiento máximo?
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El ciclo cerrado que representa la variación de las presiones y de los volúmenes del gas en los diferentes
puntos del recorrido del émbolo de un motor debe representarse por una curva formada por dos isotermas que
corresponden a las temperaturas T1 y T2, ligadas mutuamente por dos adiabáticas.
Consideremos lo que sería una máquina de vapor perfecta (Fig. 184). Vamos a describir el ciclo partiendo del
punto A, que corresponde al momento en que comienza la admisión del vapor debajo del émbolo. Esta
expansión debe hacerse sin variación de temperatura, siguiendo la isoterma AB, la temperatura T1 del vapor
admitido.
En B. cesa la admisión y los gases se ex panden siguiendo la curva BC, que es una porción de adiabática entre
las temperaturas Ti y T Cuando el émbolo llega al punto C. hay un retroceso y un escape del vapor siguiendo
la isoterma CD a la temperatura T2. En el punto D, el escape está cerrado y hay compresión, con
calentamiento, por la porción de adiabática DA.
Este ciclo, que es el que debería seguir una máquina perfecta, se denomina ciclo de Carnot. Tiene la propiedad
de ser reversible, es decir, de poder ser recorrido indistintamente en un sentido o en otro, y de dar el
rendimiento teórico máximo.
Estas condiciones son, naturalmente, irrealizables, y hemos visto que la forma práctica del ciclo que se
consigue en un motor de vapor de buena construcción es bastante diferente del ciclo de Carnot, aunque en él
vuelven a encontrarse los elementos principales, con diferencias que son la causa de que su rendimiento sea
inferior al que se obtendría siguiendo fielmente el ciclo teórico. La condición de reversibilidad exige, en
efecto, un equilibrio constante (equilibrio de presión y de temperatura) entre el sistema que sufre la
transformación y el medio exterior.
SEGUNDA LEY DE LA TERMODINÁMICA
1. No puede haber transferencia de calor espontánea de un cuerpo a otro que esté a mayor temperatura.
2. Es imposible transferir calor de un sistema a otro y transformarlo enteramente en energía mecánica.
3. No se puede producir trabajo a partir de la energía de un sistema encerrado en un recipiente adiabático
rígido.
Estas tres formulaciones de la segunda ley son, todas, equivalentes entre si. No demostraremos estas
equivalencias.
La segunda ley de la termodinámica impone una limitación muy rigurosa a los posibles procesos que pueden
ocurrir en la naturaleza.
En resumen, para que un proceso pueda ocurrir, es necesario que satisfaga tanto la primera como la segunda
ley de la termodinámica. Hasta el momento no se ha encontrado un solo proceso en que se viole una u otra
ley.
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