Fiziko/Termodinamiko2

La unua teoremo termodinamika

La unua termodnamika teoremo esprimas la principon pri la konservado de energio. La varmo estas la speco de enerio kaj tial post ĉiu ŝanĝo de la varmo en la laboron egalas la malgajno de la varmo al la gajnita laboro.

(Nuntempe kaj la varmo kaj la laboro mezuriĝas en J. Pli frue por ĉi tiu samvaloreco validis la sekvaj rilatoj:

1 cal = 4,1868 J
1 kcal = 4186,8 J

1 J = = 0,2389 cal
1 kJ = 0.2389 kcal

Post la mola ŝanĝo la ekestinta varmo egalas al la pereigita laboro aŭ al la malgajno de iu alia energispeco. Matemetike oni povas ĉi tiun teoremon esprimi jene:

$U-U_{0}=Q+A\,$

U0 – la komenca ena energio, J
U – la fina ena energio, J
Q – la aldonita varmo, J
A – la aldonita laboro, J

La diferenco de enaj energioj U – $U_{0}$ estas indikita en [J]

La ena energio estas la funkcio de stataj grandoj, kaj ĝi mem estas la stata grando. Tial la entuta sumo de eldonita aŭ aldonita varmo kaj laboro estas en rilato nur al la komenca kaj al la fina stataoj de la ena enrgio. Ĝi tute ne dependas de maniero, laŭ kiu la ŝanĝo inter ambaŭ statoj okazis. Kiam estas la diferenco U – $U_{0}$ = 0 tiam ŝanĝos la tuta varmo en la laboron, aŭ male – la tuta laboro en la varmon. Tio estas la ekstrema kazo. La valideco de Q = -A, kiam estas U – $U_{0}$ = 0, aŭ memkompreneble la valideco de la ekvacio U – $U_{0}$ = Q + A harmonias kun la realeco kaj tiel ankaŭ kun la principo pri la energikonservo. Ĝi samtempe neas la eblecon de gajno de iu ajn energispeco senfonte aŭ senkompence. Tiel estas ankaŭ la ebleco de “perpetum mobile” (senĉese moviĝanta aparato – senĉesa moviĝilo).

─── ● ───

Oni povas la ekvacion esprimantan rilaton inter grandoj laŭ la unua termodinamika teoremo skribi ankaŭ jene:

(46a)

$dQ=dU+dA\,$

aŭ por la multo da 1 kg:

(46b)

$dq=du+da\,$

+du – la pligrandiĝo de la ena energio - du – la plimalgrandiĝo de la ena energio.

La ena energio konsistas de la ena potenciala energio. La ena kinetika energio estas la kinetika energio de molekukoj de la gaso kiuj estas en daŭra proceda kaj rotacia movado, kaj la kinetika energio de la atomoj, kiuj oscilas. Ĝi dependas de la stato de gaso difinita per la premo kaj temperaturo. La ena potenciala energio estas difinita per koheraj forrtoj inter la molekuloj kaj atomoj. Ankaŭ ĝi dependas de la stato de gaso kaj precipe de la specifa volumeno dum la certa kaj donita temperaturo.

La ena energio konsistas de la ena potenciala energio. La ena kinetika energio estas la kinetika energio de molekukoj de la gaso kiuj estas en daŭra proceda kaj rotacia movado, kaj la kinetika energio de la atomoj, kiuj oscilas. Ĝi dependas de la stato de gaso difinita per la premo kaj temperaturo. La ena potenciala energio estas difinita per koheraj forrtoj inter la molekuloj kaj atomoj. Ankaŭ ĝi dependas de la stato de gaso kaj precipe de la specifa volumeno dum la certa kaj donita temperaturo.

Tial estas:

(47)

$du=du_{p}+du_{k}\,$

up – la ena potenciala energio
uk – la ena kinetika energio

Por la ideala gaso estas dup = 0, ĉar la difino de ideala gaso ne konsideras iujn ajn koherajn fortojn inter elementaj maseroj.

Do, la ena energio estas la funkcio de stataj grandoj:

(48)

$u=f(p,v,T)\,$

Tial ĝi mem estas la stata grando ne dependanta de la karaktero de stata aliiĝo.

La sama validas por la diferenco u2 – u1.

El tri fundamentaj stataj grandoj p,v, T estas du nedepende ŝanĝeblaj. Tiel la enan energion u difinas unu el tri sekvaj ekvaciaj rilatoj:

(49)

$u=f_{1}(p,v)\,$

$u=f_{2}(v,T)\,$

$u=f_{3}(p,T)\,$

El dependeco de la ena energio al la stataj grandoj rezultas, ke “du” estas totala diferencialo:

$du=\left({\frac {\partial u}{\partial p}}\right)_{v}dp+\left({\frac {\partial u}{\partial v}}\right)_{p}dv\,$

$du=\left({\frac {\partial u}{\partial T}}\right)_{p}dT+\left({\frac {\partial u}{\partial v}}\right)_{p}dv\,$

$du=\left({\frac {\partial u}{\partial T}}\right)_{p}dT+\left({\frac {\partial u}{\partial p}}\right)_{T}dp\,$

La rilatoj esence plisimpliĝos por idealaj gasoj. Por ili dup = 0, koherajn fortojn inter la molekuloj oni ne supozas. Oni konsideras la volumenon de molekuloj kiel nulan, kaj tial la premo dum la konstanta volumeno dependas nur de la temperaturo.

El tri stataj grandoj restas nur unu sendepende ŝanĝigebla – kaj tio estas la temperaturo. La ekvacioj (48) plisimpliĝas jene:

51)

$u=f(T)\,$

En la kazo, kiam oni alkondukas la varmon dq dum la konstanta volumeno (v=konst), tiam da = p•dv = 0, kaj la tuta varmo transformiĝas en la plialtigo de la ena energio.

Por la ideala gaso validas:

$v=konst\,$

$u_{0}=0\,$

$dv=0\,$

$dq=du\,$

$dq=c_{v}dT\,$

(52)

$q_{1,2}=\Delta u=c_{v}(T_{2}-T_{1})=c_{v}(t_{2}-t_{1})\,$

La ŝanĝiĝo de la ena energio egalas al la varmo, kiun oni alkondukas al la ideala gaso dum ĝia konstanta volumeno, plivarmiginte ĝin en temperatura intervalo Δt.

La rilato plisimpliĝas post la elekto de la eka temperaturo je 0 oC jene:

$v=konst\,$

$t_{0}=0\,$

$u_{0}=0\,$

(53)

$u-u_{0}=c_{v}(_{2}-t_{1})\,$

$u=c_{v}t\,$

Kaj tiam la ekvacio (46b) ricevas la formon:

$dq=du+da\,$

$dq=0\,$

$da=-du\,$

$du+da=0\,$

(54)

$a_{1,2}=u_{1}-u_{2}\,$

─── ● ───

La fundamenta ekvacio esprimanta la unuan termodinamikan teoremon (46b)

$dq=du+da\,$

povas havi ĉi tiun formon:

(55)

$dq=du+pdv\,$

aŭ

(55a)

$dq=c_{v}dT+pdv\,$

Sed ĝi povas havi ankoraŭ unu forman, kiam oni anstataŭas en la ekvacio (55a) la produkton p•dv el la diferencigita stata ekvacio

$pv=rT\,$

$pdv+vdT=rdT\,$

$dq=c_{v}dT+rdT-vdp\,$

$pdv=rdT-vdT\,$

kaj oni ricevas:

(56)

$dq=c_{p}dT-vdp\,$

─── ● ───

La unuan termodinamikan teoremon oni povas formuli kelkmaniere. Ĉiu formulo esprimas ian aparatan econ de la leĝo pri la energikonservado. Oni uzas plej ofte ĉi tiujn formulojn:

1) La varmo kaj la laboro estas reciproke samvaloraj (ekvailalentaj).
2) La energio de izolita sistemo estas konstanta kaj dum tempo neŝanĝema.
3) La varmo alkondukita al la izolita sisitemo egalas al la plialtigo de ena energio kaj de volumena laboro, efektivita per ĉi tiu sistemo.
4) La konstruo de “perpetum mobile” (senĉesa moviĝilo) de unua ordo ne estas ebla. Oni ne povas konstrui maŝinon kiu kapablas plimultigi energion de izolita sistemo.
5) “du” estas la totala diferencialo de la ena energi.

─── ● ───

Entalpio

En varmmaŝinoj oni gajnas daŭre laboron el enkondukita labormaterio. Tio okazas ekzemple en varmturbinoj el vaporo aŭ el bruligaĵoj.

estu du provizujoj kunligitaj trans motoro M unu kun la alia. En la ujoj estas piŝtoj kun areoj S1 kaj S2.

El la provizujo I. estas labormaterio havanta premon p1 kaj temperaturon T1. Ĝi estas alkondukata en la motoron M por ĉi tie efektivigi la laboron At. Ĝi enfluas poste la provizujon II., kie daŭre estas la premo p2 kaj la temperaturo T2. La tuta sistemo estas izolita kontraŭ la ĉirkuaĵo. Tial la varmperdoj estas dQ = 0. Kiam la motoron trafluas 1 kg da labormaterio, tiam ŝoviĝas la pisto de areo S1 en la provizujo I. je la varmdimensio l1 en la motoro M efektiviĝas la laboro At kaj en la provizujo II. ŝovoĝas la piŝto de areo S2 je vojdimensio l2. Laŭ la leĝo pri la energikonservado estas la ŝanĝo de ena energio en ĉi tiu izolita sistemo egalas al la sumo de alkondukitaj energioj. (Ĝi estas nulo.) Dum ĉiu laborprocezo oni devas aldoni novan labormaterion m en la provizujon I. Ĉi tio okazas kontraŭ la premo p1, kiu daŭre estas en la provizujo I. Tiel oni aldonas la laboron S2 p2 l2 = p2V2. Ĉiuj ŝanĝoj en ĉi tiu izolita sistemo povas realigi nur malprofite de la ena energio de la sistemo. Tal validas la sekvaj rilatoj:

(57)

$U_{1}-U_{2}=A_{t}+p_{2}V_{2}-p_{1}V_{1}\,$

(58a)

$A_{t}=(U_{1}+p_{1}V_{1})-(U_{2}+p_{2}V_{2})\,$

(58b)

$A_{t}=(J_{1}-J_{2})\,$

La sumo en la krampeto estas:

(59)

$J=U+pV\,$

kaj por 1 kg da labormaterio:

(60)

$i=u+pV\,$

Oni nomas ĉi tiun grandon – entalpio.

Unu kilogramo da gaso efektivigas en la motoro M ĉi tiun teknikan laboron:

(61)

$a_{t}=i_{1}-i_{2}\,$

i1 – entalpio de labormaterio ĉe la eniro de motoro, kJ/kg
i2 – entalpio de labormaterio ĉe la eliro de motoro, kJ/kg

La efektivigita teknika laboro egalas al la diferenco de la entalpioj de la entalpioj de labormaterioj inter komenco kaj fino de laborprocezo en varmmaŝino.

La laboro tiamaniere gajnita estas ankaŭ nomata la daŭra laboro, ĉar ĝi povas esti daŭre gajnata el al maŝino, kiam oni aldonas al ĝi novajn kvantojn da labormaterio. Kontraŭe, la volumena laboro:

$a_{1,2}=(u_{1}-u_{2})\,$

estas gajnita nur unufoje malprofite de la ena energio. La entalpio dependas de la ena energio u kaj de la produto p•v. Ambaŭ valoroj de la produto estas stataj funkcioj. Tiel ankaŭ la aliiĝo de entalpio ne dependas de la vojo de procezo, sed nur de la komenca kaj fina statoj de labormaterio, kiu estas difinita de stataj grandoj – p,v,T (fundamentaj stataj grandoj), eventuale u. La aliiĝo de entalpio du estas la totala diferencialo. Por ĝi validas similaj kiel por u.

$i=f_{1}(p,v)\,$

$i=f_{2}(v,T)\,$

$i=f_{3}(p,T)\,$

$di=\left({\frac {\partial 1}{\partial p}}\right)_{v}dp+\left({\frac {\partial i}{\partial v}}\right)_{p}dv\,$

$di=\left({\frac {\partial i}{\partial T}}\right)_{p}dT+\left({\frac {\partial i}{\partial v}}\right)_{p}dv\,$

$di=\left({\frac {\partial i}{\partial T}}\right)_{p}dT+\left({\frac {\partial i}{\partial p}}\right)_{T}dp\,$

Kiam oni anstataŭigas la valoron di el la derivita i = u + pv en la ekvacion de la unua termodinamika teoremo

(55)

$dq=du+pdv\,$

estas post la anstataŭigo:

$di=du+pdv+vdp\,$

$di-vdp=du+pdv\,$

(63)

$dq=di-vdp\,$

kaj post la integrado:

(63a)

$q_{1,2}=i_{2}-i_{1}-\int _{p_{1}}^{p_{2}}vdp\,$

Post la kamparo de la ekvacioj (63) kaj (56)

(63)

$dq=di-vdp\,$

(56)

$dq=c_{p}dT-vdp\,$

rezultas la sekva ekvacio:

(64)

$di=c_{p}dT\,$

Kiam oni aldonas la varmon al la ideala gaso dum la konstanta premo, la ekvacio (63) plisimpliĝas jene:

$p=konst\,$

$dp=0\,$

$dq=di-vdp\,$

$dq=di=c_{p}dT\,$

(65)

$q_{1,2}=i_{2}-i_{1}=c_{p}(T_{2}-T_{1})=c_{p}(t_{2}-t_{1})\,$

Do, la entalpio estas la varmo aldonita al 1 kg da ideala gaso dum la konstanta premo por la varmigo ek de la temperaturo T1 al la temperaturo T2. Oni kutime elektas kiel fundamentan kaj ekan entalpion la entalpion apartenantan el la temperaturo 0 oC kaj al la premo 1 bar. Oni ne bezonas koni la absolutan entalpion. En ĉi tiu kazo ĉiuj ekvacio plisimpliĝas:

i0 = 0 – dum la temperaturo 0 oC kaj la premo 1 bar
t0 = 0 oC

$i-i_{v}=c_{p}(t-t_{0})=q\,$

Tial estas:

(65a)

$i=c_{p}t\,$

La bildigo de procezoj en p – v diagramo

1) Volumena laboro

$dq=0\,$

$a{1,2}=u_{1}-u_{2}=\int _{1}^{2}pdv\,$

La areo 1-2-c-d reprezentas la volumenan laboron.

1) 2) Teknika laboro

$dq=0\,$

$a_{t}=i_{1}-i_{2}=\int _{1}^{2}vpd\,$

La areo 1-2-b-a reprezentas la teknikan laboron.

- - -

Invers[igebl]aj kaj neinvers[igebl]aj procezoj

Oni dividas la termodinamikajn procezojn en du grupojn:

1) la unua enhavas invers[igebl]ajn procezojn
2) la dua enhavas neinvers[igebl]ajn procezojn.

La invers[igebl]aj procezoj

La invers[igebl]a ŝanĝo estas tia procezo, en kiu la sistemo transpasas nur ekvilibrajn statojn. La procezo efektiviĝas senfine malrapide. La gaso estas sen ena kaj ekstera frotado. La materio estas en ekvilibra stato, kiam estas en ĉiu loko de ĝia volumeno la sama premo kaj la sama temperaturo. Oni memkompreneble eligas la bruladon, ĉar dum la brulado la materio substance ŝanĝiĝas. Ĉi tiu procezo apartenas al sfero de kemio. Post la plenumiĝo de ĉi tiuj kondiĉoj povas la invers[igebla]aj procezoj efektiviĝi en ambaŭ direktoj. Dum la rea procezo trapasas la materio la samajn al sia komenca kaj eka statoj.

La neinvers[igebl]aj procezoj Realaj gasoj, kies unuopaj maseroj interfrotiĝas, povas efektivigi nur neinvers[igebl]ajn procezojn. La gasa labormaterio ne trapasas ekvilibrajn statojn. Ja, ĉiu procezo okazas nur tiam, kiam la materio volas atingi ekvilibrecon. Tial oni ne povas por ĉi tiuj procezoj de realaj gasoj uzi la statan ekvacion. La materio ne revenas al sia komenca stato sed ĝi emas atingi iun daŭran ekvilibran staton forlasante sian neekvilibrecon.

Fundamentaj invers[igebl]aj procezoj de ideala gaso

La termodinamikaj procezoj estas la stataliiĝoj de la gaso, kiuj estas kaŭzitaj per la alkonduko aŭ forkonduko de energio al la gaso. La fundamentaj termodinamikaj procezoj de ideala gaso estas tiaj aliiĝoj, kiuj limigas tutajn aliiĝzonojn indikante ilin per siaj ekstremaj ecoj.

La fundamentaj termodinamikaj procezoj estas:

1) la izoĥora procezo – procezo dum la konstanta volumeno (samvolumena procezo)

2) izobara procezo – procezo dum la konstanta premo (samprema procezo)

3) la izoterma procezo – procezo dum la konstanta temperaturo (samtemperatura procezo)

4) la adiabata procezo – procezo sen iu alkonduko aŭ forkonduko de la varmo (senvarminterŝanĝa procezo)

5) la politropa procezo – procezo difinita per la rilato: pvn = konst.

1) La izoĥora procezo

La izoĥora procezo okazas, kiam oni alkondukas aŭ forkondukas la varmon al la gaso dum ĝia konstanta volumeno.

$v=konst\,$

$dv=0\,$

Laŭ la stata ekvacio pv = rT validas:

$p_{1}v_{1}=rT_{1}\qquad \,$ - por la komenca stato

$p_{2}v_{2}=rT_{2}\qquad \,$ - por la fina stato

(66)

${\frac {p_{2}}{p_{1}}}={\frac {T_{2}}{T_{1}}}\,$

Dum la izoĥora procezo estas la premo proporcia al la absoluta temperaturo. La alkondukita varmo estas:

$dq=du+pdv\qquad \,$

$dv=0\,$

$dq=du=c_{v}dT\,$

(67)

$q_{1,2}=c_{v}(T_{2}-T_{1})=c_{v}(t_{2}-t_{1})=u_{2}-u_{1}\,$

La alkondukita varmo plialtigas la enan energion de gaso.

La volumena laboro dum la izoĥora procezo ne efektiviĝas – ĝi ne ekzistas:

$da_{v}=pdv\qquad \qquad v=konst\,$

$a_{1,2}=\int _{v_{1}}^{v_{2}}pdv\qquad dv=0\,$

$a_{v_{1,2}}=0\,$

av – la volumena laboro

2) La izobara procezo

La izobara procezo okazas, kiam oni alkondukas aŭ forkondukas la varmon al la gaso dum ĝia konstanta premo.

El al stata ekvacio validas ĉi tiu rilato:

$p=konst\,$

$p_{1}=p_{2}=p\,$

$p_{1}v_{1}=rT_{1}\qquad \,$ - por la komenca stato

$p_{2}v_{2}=rT_{2}\qquad \,$ - por la fina stato

(68)

${\frac {V_{2}}{V_{1}}}={\frac {T_{2}}{T_{1}}}\,$

Dum la izobara procezo estas la volumeno proporcia al la temperaturo. Oni povas ankaŭ ĉi tiun rilaton esprimi jene:

$v={\frac {1}{\rho }}={\frac {T_{2}}{T_{1}}}\,$

v – la volumeno de 1 kg da gazo [m3/kg]
ρ – la specifa maso de gaso [kg/m3]

(68a)

${\frac {\rho _{1}}{\rho _{2}}}={\frac {T_{2}}{T_{1}}}\,$

La specifaj masoj de gaso estas malrekte proporciaj al la absolutaj temperaturoj dum la izobara procezo.

La volumena laboro dum la izobara procezo estas:

(69)

$a_{v_{1,2}}=\int _{v_{1}}^{v_{2}}pdv=p\int _{v_{1}}^{v_{2}}dv=p(V_{2}-V_{1})\,$

Kiam oni anstataŭigas en ĉi tiu rezulto la esprimon pv pere de esprimo rT laŭ la stata ekvacio oni ekhavas jenan formon:

$a_{v_{1,2}}=r(T_{2}-T_{1})\,$

Por la plivarmigo de la diferenco je 1 oC validas:

$a_{v}=r\,$

Laŭ ĉi tiu ekvacio la gasa konstanto r egalas la volumena laboro kiu efektivigas 1 kg da gaso plivarmigita je unu grado de Celsius dum la konstanta premo:

Laŭ la ekvacio esprimanta la rilatojn de la unua termodinamika teoremo validas:

$p=konst\qquad \quad \qquad dq=c_{v}(dT+pdv)\,$

$dp=0\qquad \qquad \quad \qquad dq=c_{v}dT+rdT\,$

$pdv+vdp=rdT\qquad dq=(c_{v}+r)dT\,$

$pdv=rdT\quad \qquad \qquad dq=c_{p}dT\,$

$dq=di\,$

(70)

$q_{1,2}=c_{p}(T_{2}-T_{1})=i_{2}-i_{1}\,$

La tuta varmo por la plivarmigo de m kg da gaso estas:

(70a)

$Q_{1,2}=mc_{p}(T_{2}-T_{1})=m(i_{2}-i_{1})=J_{2}-J_{1}\,$

La ekvacio vidigas, ke la alkondukita varmo dum konstanta premo plialtigas la entalpion de gaso.

La izobara procezo troviĝas en praktiko ekzemple en kaldrono dum varmigo de akvo, dum kondensado, dum vaporigado kaj dum varmigego de vaporo. Sed ni devas konscii, ke dum ĉi tiuj, en unu ciklo, kunigitaj procezoj ekzistas kaj devas ekzisti la premdiferenco inter la komenca kaj fina statoj. Kiel la komencan staton oni konsideras la eniron de la labormaterio en la kaldronon kaj la finon de ciklo oni pozicias en ĉi tiu kazo malantaŭen de la turbino – en la kondensadon. Konsiderante la unuopajn procezojn en apartaj ekipaĵoj kiel izobarajn, oni nur plisimpligas en limoj, kiu estas por la precizeco de kalkulo kaj konstruo akcepteblaj.

3) La izoterma procezo

La izoterma procezo okazas, kiam oni alkondukas aŭ forkondukas la varmon al la gaso dum ĝia konstanta temperaturo. La rilatoj por la izoterma procezo laŭ la stata ekvacio estas:

$p_{1}v_{1}=rT\,$

$p_{2}v_{2}=rT\,$

${\frac {p_{2}v_{2}}{p_{1}v_{1}}}=1\,$

aŭ

$p_{1}v_{1}=p_{2}v_{2}=pv=konst\,$

aŭ

${\frac {p_{1}}{p_{2}}}={\frac {v_{2}}{v_{1}}}={\frac {\rho _{1}}{\rho _{2}}}\,$

La ekvacio pv = konst esprimas, ke la produto de premo kaj volumeno estas konstanta, ke inter la premo kaj volumeno estas malrekta proporcieco. La ekvacio de izoterma kurbo – izotermo – estas samtempe la ekvacio de egalaksa hiperbolo kun asimptotoj kuŝantaj en la aksoj x kaj y .(v kaj p).

Laŭ la ekvacio esprimanta la rilatojn de la unua termodinamika teoremo validas:

$dT=0\,$

$du=0\,$

$dq=du+pdv=c_{v}dT+pdv\,$

$dq=du+pdv=da\,$

Tio signifas, ke dum la izoterma procezo la ena kinetika energio de gaso ne ŝanĝigas. Ĉiu alkondukita varmo transformiĝas en la laboron.

$p={\frac {rT}{v}}\,$

$dq=da=rT{\frac {dv}{v}}\,$

post la integrado:

(72)

$q_{1,2}=a_{1,2}=rT\int _{v_{1}}^{v_{2}}{\frac {dv}{p}}=rT\ln {\frac {v_{2}}{v_{1}}}\,$

aŭ ankaŭ:

(72a)

$q_{1,2}=a_{1,2}=rT\ln {\frac {p_{1}}{p_{2}}}\,$

4) La adiabata procezo

Dum la adiabata procezo oni nek alkondukas nek forkondukas la varmon al labormaterio. La procezo efektiviĝas en la izolita sistemo. La varminterŝanĝo kun ĉirkaŭaĵo estas malebligita – ĝi ne ekzistas. La ekvacio de la unua termodinamika teoremo havas la sekvan formon:

$q=konst\,$

$dq=0\,$

$dq=0=c_{v}dT+pdv\,$

El la diferenciigita stata ekvacio oni anstataŭigas dT

$dqT={\frac {1}{r}}(pdv+vdp)\,$

$r=c_{p}-c_{v}\,$

Post la anstataŭigo estas:

${\frac {c_{v}}{r}}(pdv+vdp)+pdv=0\,$

$pdv+vdp+{\frac {r}{c_{v}}}pdv=0\,$

$pdv+vdp+{\frac {c_{p}-c_{v}}{c_{v}}}pdv=0\,$

$pdv+vdp+(\kappa -1)pdv=0\,$

$vpd+\kappa pdv=0\quad \,$

post divido per pv

${\frac {dp}{p}}+\kappa {\frac {dv}{v}}=0\,$

kaj post la integrado estas:

$\ln p+\kappa \ln v=\ln konst\,$

(73)

$pv^{\kappa }=konst\,$

aŭ

$p_{1}v_{1}^{\kappa }=p_{2}v_{2}^{\kappa }=pv^{\kappa }=konst\,$

La ekvacio (72) estas la ekvacio de la adiabata kurbo – adiabato. La dependenco inter la fundamentaj stataj grandoj p,v,T estas jena:

(73a)

${\frac {p_{1}}{p_{1}}}=\left({\frac {V_{2}}{V_{1}}}\right)^{\kappa }\,$

Ĉi tio estas la alia formo de la ekvacio (73). Laŭ la stata ekvacio validas:

$p_{1}v_{1}=rT_{1}\,$

$p_{2}v_{2}=rT_{2}\,$

${\frac {p_{2}v_{2}}{p_{1}v_{1}}}={\frac {T_{2}}{T_{1}}}\,$

Post la anstataŭigo de ${\frac {p_{1}}{p_{2}}}$ per $\left({\frac {v_{2}}{v_{1}}}\right)^{\kappa }$ estos:

(73b)

${\frac {T_{2}}{T_{1}}}=\left({\frac {v_{1}}{v_{2}}}\right)^{\kappa -1}\,$

Post la anstataŭigo de ${\frac {v_{1}}{v_{2}}}$ per $\left({\frac {p_{1}}{p_{2}}}\right)^{\frac {1}{\kappa }}$ ekestos:

(73c)

${\frac {T_{2}}{T_{1}}}=\left({\frac {p_{2}}{p_{1}}}\right)^{\frac {\kappa -1}{\kappa }}\,$

Dum la aiabata procezo efektiviĝas la volumena laboro malprofite por la ena energio de gaso. Dum la adiabata kunpremo la temperaturo plialtiĝas. Dum la adiabata ekspansio la temperaturo malplialtiĝas.

La rilatoj por la laboro havas la dekvan formon:

$dq=0=du+da\,$

$da=-du\,$

Post la integrado ekestos:

$a_{1,2}-(u_{2}-u_{2})=u_{1}-u_{2}=c_{v}(T_{1}-T_{2})=c_{v}T_{1}\left(1-{\frac {T_{2}}{T_{1}}}\right)\,$

Kiam oni anstataŭigas por $T_{1}={\frac {p_{1}u_{1}}{r}}$ el la stata ekvacio kaj por

${\frac {T_{2}}{T_{1}}}=\,$

el la ekvacio (72a) oni ricevos:

$a_{1,2}={\frac {c_{v}}{r}}p_{1}v_{1}\left[1-\left({\frac {p_{2}}{p_{1}}}\right)^{\frac {\kappa -1}{\kappa }}\right]\,$

Sed ${\frac {c_{v}}{r}}={\frac {1}{\kappa -1}}$ kaj tial oni povas skribi:

(74)

$a_{1,2}={\frac {1}{\kappa -1}}p_{1}v_{1}\left[1-\left({\frac {p_{2}}{p_{1}}}\right)^{\frac {\kappa -1}{\kappa }}\right]\,$

Komparo de la izotermaj kaj adiabataj kurboj

La komparo de proceztendencoj de izoterma kaj adiabata kurboj estas grava, ĉar ambaŭ kurboj reprezentas ekstremajn kazojn de termodinamikaj ŝanĝoj, kaj ili dividas diagramojn en tipajn partojn. La rilatoj de la adiabato kaj izoterma esprimitaj per sekvaj ekvacioj

(adiabato) $->\qquad {\frac {p_{1}}{p_{2}}}=\left({\frac {v_{2}}{v_{1}}}\right)^{\kappa }\,$

(izotermo) $->\qquad {\frac {p_{1}}{p_{2}}}={\frac {v_{2}}{v_{1}}}\,$

klare montras, ke la sama volumenpligrandiĝo kaŭzas dum la ekspansio de la adiabata procezo pli grandan malaltigon de la premo ol dum la izoterma ekspansio. El analizo de ĉi tiuj kurbekvacioj ankaŭ rezultas, ke la adiabata kurbo havas pli altiĝantan tendencon ol la izoterma.

5) La politropa procezo

La izoterman kaj adiabatan procezojn oni ne povas praktike realigi, ili reprezentas idealajn procezoj, al kiuj oni klopodas alproksimiĝi. La realaj procezoj en piŝtaj varmmaŝinoj sekvas laŭ kurboj situitaj inter la izotermo kaj adiabato. Oni nomas ĉi tiujn kurbojn – politropajn. Matematike oni esprimas la politropajn procezojn per ekvacioj por la ideala gaso jene:

(75)

$pv^{n}=konst\,$

aŭ

(75a)

$vpd+npdv=0\,$

La ekvacio 75a ekestis post la derivado de la ekvacio 75:

La ekvacio (75a) pvn = konst estas la ekvacio de politropaj kurboj, kiujn oni povas desegni en la koordinata sistemo p-v. Kiam oni substrahas la ekvacion (75a) de la derivita stata ekvacio, oni ricevas la sekvan rezulton:

$vpd+npdv=0\,$

$vpd+pdv=rdT\,$

$(n-1)pdv=-rdT\,$

Ĉi tiun rezulton oni uzos por la anstataŭigo en la ekvacio de la varmo:

$dq=du+pdv\,$

$dq=c_{v}dT-{\frac {rdT}{n-1}}=\left(c_{v}-{\frac {r}{n-1}}\right)dT=\left(c_{v}-{\frac {c_{p}-c_{v}}{n-1}}\right)dT\,$

(76)

$dq=c_{v}{\frac {n-\kappa }{n-1}}\,$

La esprimon

$c_{v}{\frac {n-\kappa }{n-1}}=c_{n}\,$

oni nomas la specifa varmo de la politropa procezo.

Tial la ekvacio (76) plisimpliĝas jene:

(76a)

$dq=c_{n}dT\,$

kaj post la integrado estas:

(76b)

$q_{1,2}=c_{n}(T_{2}-T_{1})=c_{n}(t_{2}-t_{1})\,$

La specifa politropa varmo havas dum ordinaraj ŝanĝiĝoj, kies kurbo situas en p – v diagramo inter la izotermo kaj adiabato, la eksponanaton n en ĉi tiuj limoj

$1<n<\kappa \,$

El la ekvacio por $c_{n}=c_{v}{\frac {n-\kappa }{n-1}}$ rezultas, ke la specifa politropa varmo estas negativa, tio signifas, ke dum la ekspansio oni devas aldoni la varmon al la gaso kaj dum la kunpremado forkonduki ĝin. Oni povas ĝenerale ĉiujn procezojn de ideala gazo konsideri, kiel politropajn procezojn. En ĉi tiu kazo havas la eksponento valorojn ek de –∞ ĝis +∞. Memkompreneble ke ankaŭ la fundamentaj termodinamikaj procezoj povas esti konsiderataj termodinamikaj procezoj.

Tial validas, ke

la izobaro estas la politropo kun n = 0; $pv_{0}=p=konst$
la izoĥoro estas la politropo kun n = ∞; $p^{\frac {1}{n}}v_{1}=p^{0}v=v=konst$
la izotermo estas la politropo kun n = 1; $pv=v=konst$
la adiabato estas la politropo kun n = κ; $pv^{\kappa }=konst$.

Kiam oni donas al ĉiujn valorojn anstataŭ la eksponanato n en la ekvacion de la specifa politropa varmo,

$c_{n}=c_{v}{\frac {n-\kappa }{n-1}}$

tiam oni ricevos:

por la izobara procezo – n = 0; $c_{n}=c_{v}{\frac {0-\kappa }{n-1}}=c_{v}\kappa =c_{p}$

por la izoĥora procezo – n = ∞; $c_{n}=c_{v}{\frac {{\mathcal {1}}-\kappa }{n-1}}=c_{v}.1=c_{v}$

por la izoterma procezo – n = 1; $c_{n}=c_{v}{\frac {1-\kappa }{1-1}}=c_{v}{\frac {1-\kappa }{0}}={\mathcal {1}}$

por la adiabata procezo – n = κ; $c_{n}=c_{v}{\frac {\kappa -\kappa }{\kappa -1}}=c_{v}{\frac {0}{\kappa -1}}=0$

La kurboj de fundamentaj termodinamikaj procezoj desegnataj kiel politropaj kun apartenata eksponento n en la p – v diagramo: Por la politropo validas la samaj matematikaj rilatoj kiel por la adiabato.

La dependeco de stataj grandoj estas:

(77)

${\frac {p_{2}}{p_{1}}}=\left({\frac {v_{1}}{v_{2}}}\right)^{n}\,$

(78)

${\frac {T_{2}}{T_{1}}}=\left({\frac {v_{1}}{v_{2}}}\right)^{n-1}\,$

(79)

${\frac {T_{2}}{T_{1}}}=\left({\frac {p_{2}}{p_{1}}}\right)^{\frac {n-1}{n}}\,$

La volumena laboro dum la politropa procezo estas:

(80)

$a_{v}={\frac {1}{n-1}}p_{1}v_{1}\left[1-\left({\frac {p_{2}}{p_{1}}}\right)^{\frac {n-1}{n}}\right]\,$

Laŭ la ekvacio de varmo estas la laboro:

$dq=du+da\,$

$da=dq-du=c_{n}dT-c_{v}dT=c_{v}^{\frac {n-\kappa }{n}}dT-c_{v}dT=-c_{v}{\frac {\kappa -1}{n-1}}dT\,$

$a=c_{v}{\frac {\kappa -1}{n-1}}T\left(1-{\frac {T_{2}}{T_{1}}}\right)\,$

samtempe validas:

$c_{v}(\kappa -1)=r\,$

tial oni povas skribi:

$a={\frac {r}{n-1}}T_{1}\left(1-{\frac {T_{2}}{T_{1}}}\right)\,$

kaj post la anstataŭigo de T2/T1 ekestos:

$a={\frac {1}{n-1}}rT_{1}\left[1-\left({\frac {p_{2}}{p_{1}}}\right)^{\frac {n-1}{n}}\right]\,$

Ĉi tio estas la alia formo de la ekvacio (80), ĉar p1v1 = rT1 laŭ la stata ekvacio.

Kiam oni konas du punktojn de politropo, oni povas alkalkuli la politropan eksponeneton n, uzante la sekvan ekvacion:

$\left({\frac {v_{2}}{v_{1}}}\right)^{n}={\frac {p_{1}}{p_{2}}}\,$

kaj logaritminte ĝin, oni ricevas:

$n\log {\frac {v_{2}}{v_{1}}}=\log {\frac {p_{1}}{p_{2}}}\,$

(81)

$n={\frac {\log {\frac {p_{1}}{p_{2}}}}{\log {\frac {v_{2}}{v_{1}}}}}\,$

La ekvacio de la politropo post la logaritmado ricevas la formon de la linera ekvacio:

$pv^{n}=konst\,$

(82)

$\log p+n\log v=konst\,$

La eksponento n estas la tangento de la angulo α, kiu estas inter la politropo kaj la akso x (log V):

$n=tg\alpha ={\frac {\log p_{1}-\log p_{2}}{\log v_{2}-\log v_{1}}}\,$

La p – v diagramo kun desegnitaj fundamentaj termodinamikaj procezoj plisimpliĝas en logaritma koordinata sistemo. La kurboj ŝanĝiĝas en rektaj liniojn:

La termodinamikaj ŝanĝiĝoj de la reala gazoj kaj la aliiĝanta specifa varmo de la gaso

Rilatoj inter la stataj grandoj dum la termodinamikaj ŝanĝiĝoj por la ideala gaso estas tre simplaj ĉar oni konsideras la specifajn varmojn dum la tuta ŝanĝiĝo kiel konstantajn. En ĉi tiu kazo eĉ la eksponento n konstanta. Sed en la realeco la specifaj varmoj dependas de la temperaturo:

$c=a+bt\,$

Memkompreneble ankaŭ la kvociento de specifaj varmoj dependas de la temperaturo:

${\frac {c_{p}}{c_{V}}}=\kappa \,$

$\kappa =\kappa _{0}-\alpha T\,$

Post ĉi tiu precizigo de la ekvacioj por la ideala gaso la rilatoj rimarkinde alproksimiĝas al la realeco sed tamen ĉi tie certa neprecizeco restas jam pro tio, ĉar oni ja baziĝas sur la stata ekvacio de ideala gaso.

Varmcikloj kaj cikla varmefikeco

La varmciklo estas la komplekso de kelkaj sinsekvaj procezoj, post kies realigo la labormaterio denove atingas sian komencan elirpunkton.

La varmciklo efektiviĝas dum sia ekspansio sur tuta alia vojo al dum sia kunpremo. La senco de la varmciklo estas en la gajnado de laboro malprofite de varmo, aŭ dum la mala kaj rea procezciklo ĝi estas en la gajnado de varmo malprofite de laboro.

Carnot la unua ekkomprenis la sencon de la varmcikloj (en la jaro 1824).

La laboro estas pergrate desegnita en la p – r diagramo kiel areo, kiu estas la diferenco de areoj de la alkondukita kaj forkondukita varmoj.

La alkondukita varmo estas bildigita per la areo

$1-I-2-V_{2}-V_{1}=a_{I}\,$

La forkondukita varmo estas bildigita per la areo

$2-II-1-V_{1}-V_{2}=a_{II}\,$

Kiam la ciklo realiĝas en la cirkuldirekto de horloĝmontriloj, tiam la suma laboro de la tuta ciklo estas ĉiam pozitiva. La kunpremkurbo de la ciklo kuŝas sub la ekspansia kurbo. Dum la ekspansio oni alkondukas al la gaso la varmon q1; dum la kunpremo oni forkondukas la varmon q2. Laŭ la unua termodinamioka teoremo validas la fundamenta ekvacio en sekva formo:

(83)

$\oint dq=\oint du+\oint pdv\,$

$\oint \,$- la integralo por la tuta fermita ciklo

Kiam la labormaterio revenas en sian komencan elirpunkton, tiam la tita ŝanĝiĝo de la ena energio egalas al nulo:

$\oint du=0\,$

kaj el la ekvacio (83) restos:

$\oint dq=\oint pdv=\oint da+\,$

$\oint da=a_{0}=a_{I}-a_{II}\,$

(84)

$\oint dq=q_{1}-\left|q_{2}\right|\,$

q1 – la sumo de ĉiuj alkondukitaj varmoj al unu kilogramo da labormaterio [kJ/kg] q2 – la sumo de ĉiuj forkondukitaj varmoj al unu kilogramo da labormaterio [kJ/kg]

La varmefikeco

La proporcio de la varmo eluzita por ŝanĝo en la mekanikan laboron al la alkondukita varmo servas poe la valorigo de la varmŝanĝa ekonomieco. Oni nomas ĝin – varmefikecon:

(85)

$\eta ={\frac {q_{1}-\left|q_{2}\right|}{q_{1}}}={\frac {a_{0}}{q_{1}}}=1-{\frac {\left|q_{2}\right|}{q_{1}}}\,$

Oni povas ankaŭ el la alkondukita varmo elkalkuli la laboron de unu ciklo:

$a_{0}=\eta _{t}q_{1}\,$

q1 – la alkondukita varmo por unu kilogramo da labormaterio dum unu ciklo [kJ/kg] a0 – la laboro de unu kilogramo da labormaterio efektivigita dum unu ciklo [kJ/kg]

La rea ciklo

Kiam oni realigas ciklon en la rea direkto, tiam la ekspansia laboro estas pli malgranda ol la kunprema. La kunprema kurbo en ĉi tiu kazo kuŝas super la kurbo de la ekspansio. La ciklo realiĝas kontraŭ la cirkuldirekto de horloĝmontriloj desegnite en la p – v diagramo. Ĝia laboro estas negativa, tio signifas, ke oni devas ĝin al la maŝino aldoni. Oni nomas la ciklojn de ĉi tiu speco – reaj cikloj.

La difino de inversaj cikloj

La inversaj cikloj konsistas ekskluzive nur el inversaj procezoj. Kiam estas ili nur unu neinversa procezo, tiam la tuta ciklo iĝas neinversa. La inversaj procezoj estas tiuj, kiuj okazas dum la senĉesa mekanika kaj varmeca ekvilibro. Tio signifas, ke la labormaterio prapasas dum siaj ŝanĝiĝoj nur ekvilibrajn statojn kaj ke ĉiuj procezoj povas okazi kiam ajn ankaŭ en la ra direkto sur la sama vojo, kiu estas bildigita per unu kurbo en la p – v diagramo. Ĉi tiuj ŝanĝoj povas okazi nur tre malrapide prezentante samtempe la ekstremajn procezojn, al kiu oni bedaqrinde nur klopodas alproksimiĝi. Sed ekzistas la procezoj, kiuj okazas nur en unu direkto. Tiaj ĉi procezoj, kiuj okazas nur en la frotado, solvado, mkisado, kimikaj ŝanĝoj, ktp. Tio estas la procezojneinversaj. Inter ili estas unu tre grava procezo por la termodinamiko – la varmtransiro de la pli varma korpo al la korpo malpli varma. Ĉi tiu procedo efektiviĝas sen ekstera helpo tiel longe, ĝis kiam la temperaturo de ambaŭ korpoj ne egaliĝas.

La ciklo de Carnot

La ciklo de Carnot konsistas de du izotermoj kaj du adiabataj procezoj. Ĝi estas ideala ciklo, ĉar ĝia procezoj estas nur idealaj kaj samtempe ankaŭ limaj kaj ekstremaj procezoj. La realigo de ĉi tiu ideala ciklo supozas du varmprovizujojn, kies temperaturoj Ta kaj Tb dum la tuta ciklo ne aliiĝas.

La ciklo komencas kun la izoterma ekspansio okazanta inter la punktoj 1–2 en la p–v diagramo. Unu kilogramo da laborgso akceptas la varmon q el la provizujo havanta la pli altan temperaturon Ta. La kondiĉo de la inverseco supozas la saman temperaturan de la laborgaso Ta dum la tuta izoterma ekspansio. La dua procezo de la ciklo estas la adiabata ekspansio. Oni bildigas ĝin en la p–v diagramo pere de la kurbo inter la punktoj 2–3. Dum la adiabata ekspansio ne okazas la varminterŝanĝo. La laborcilindro devas esti izolita de ambaŭ varmprovizujoj. La gaso realiĝas la laboron nur malprofite de sia ena energio. La temperaturo Ta malpligrandiĝas dum la adiabata ekspansio ĝis la temperaturo Tb. La tria procezo estas izoterma kunpremo efektiviĝanta laŭ la kurbo inter la punktoj 3–4 en la p–v diagramo. Oni alkondukas al gaso al la gaso la laboron, kiu estas egala al la forkondukita varmo dum la konstanta temperaturo Tb. La konstanta temperaturo de la gaso kaj de la varmprovizujo kun la pli malalta temperaturo estas la kondiĉo por la inverzeco de la izoterma procezo kaj tiel ankaŭ de la tuta ciklo. La kvara procezo estas la adiabata kunpremo, kiu okazas inter la punktoj 4-1 en la p-v diagramo. La kunprema laboro plialtiĝas la enan energion de la laborgaso. La temperaturo Tb plialtiĝas dum la asiabata kunpremo ĝis la temperaturo Ta. La diferenco inter la eldonita laboro dum la izoterma kaj adiabata ekspansioj kaj la aldonit laboro dum la izoterma kaj adiabata kunpremoj prezentas la gajnitan laboron de la tuta ciklo. Ĉi tiu laboro egalas al la diferenco de la alkondukita varmo el la provizujo kun la temperaturo Ta kaj de al forkondukita varmo en la provizujon kunla temperaturo Tb.

(86)

$a_{0}=q_{1}-q_{2}\,$

a0 – la laboro gajnita per la ciklo kJ/kg q1 – la varmo aldonita dum la izoterma ekspansio kJ/kg q2 - la varmo forprenita dum la izoterma kunpremo kJ/kg

Alkondukita varmo dum la izoterma ekspansio (1-2) estas:

$q_{1}=a_{1,2}=\int _{1}^{2}pdv\,$

Por la premo validas la rilato el la stata ekvacio:$p={\frac {rT}{v}}$

$q_{1}=rT_{a}\int _{1}^{2}{\frac {dv}{v}}=rT_{a}\ln {\frac {v_{2}}{v_{1}}}=a_{1,2}\,$

$a_{1,2}\,$ estas la alkondukita varmo. Ĝi estas pozitiva.

La forkondukita varmo dum la izoterma kunpremo (3-4) estas:

$\left|q_{2}\right|=\left|a_{3,4}\right|=\left|\int _{3}^{4}pdv\right|=\left|rT_{b}\int _{3}^{4}{\frac {dv}{v}}\right|\,$

$\left|q_{2}\right|=rT_{b}\ln {\frac {v_{3}}{v_{4}}}=a_{3,4}\,$

$a_{3,4}\,$ estas la forkondukita varmo. Ĝi estas negativa.

Se oni pruvas, ke la proporcioj de volumenoj v2/v1 = v3/v4, tiel proporcio de aldonita kaj forprenita varmoj egalas al la temperaturproporcio de la provizujoj Ta/Tb.

El al dependeco de stataj granoj por la adiabata ŝanĝiĝo de la gaso validas

a) por la adiabata kunpremo:

${\frac {T_{1}}{T_{2}}}=\left({\frac {v_{4}}{v_{1}}}\right)^{\kappa -1}={\frac {T_{a}}{T_{b}}}\,$

(87)

$\left({\frac {T_{a}}{T_{b}}}\right)^{\frac {1}{\kappa -1}}={\frac {v_{4}}{v_{1}}}\,$

b) por la adiabata ekspansio:

${\frac {T_{2}}{T_{3}}}=\left({\frac {v_{3}}{v_{2}}}\right)^{\kappa -1}={\frac {T_{a}}{T_{b}}}\,$

(88)

$\left({\frac {T_{a}}{T_{b}}}\right)^{\frac {1}{\kappa -1}}={\frac {v_{3}}{v_{2}}}\,$

oni povas la ekvacioj (87) kaj (88) unuigi:

${\frac {v_{4}}{v_{1}}}={\frac {v_{3}}{v_{2}}}\,$

aŭ ankaŭ

(89)

${\frac {v_{2}}{v_{1}}}={\frac {v_{3}}{v_{4}}}\,$

Kiam estas la proporcioj de la specifaj volumenoj egalaj, tiam estas ankaŭ iliaj naturaj logaritmoj egalaj. La ekspansia kaj kunperema adiabataj laboroj estas en siaj absolutaj valoroj egalaj, sed reciproke sinnuligantaj.

$a_{2,3}=\int _{T_{b}}^{T_{a}}cvdT\,$

$a_{4,1}=-\int _{T_{b}}^{T_{a}}cvdT\,$

$\left|a_{2,3}\right|=\left|a_{4,1}\right|\,$

$a_{2,3}=a_{4,1}\,$

Tial restas nur la laboroj el la izotermaj procezoj kaj la laboro de la tuta ciklo de Carnot estas:

$a_{0}=q_{1}-q_{2}\,$

La varmefikeco de la ciklo de Carnot estas:

(90)

$\eta _{t}=1-{\frac {T_{b}}{T_{a}}}\,$

La varmefikeco de la ciklo de Carnot kun la ideala gaso dependas nur de la absoluta temperaturoj, inter kiuj la ciklo realiĝas. Ĝi ne dependas de la materio uzita en la ciklo.

La ciklo de Carnot havas la plej grandan efikecon. Ĉiu alia ciklo realiĝanta inter la samaj du temperaturoj (de la izoterma ekspansio kaj de la izoterma kunpremo) devas havi la pli malgrandan varmefikecon. tial servas la ciklo de Carnot kiel la kompara ciklo:

La ekvacio (90) rezultas:

a) La varmefikecon de la cikklo de Carnot oni povas plialtiĝi plialtiĝante la temperaturon de la varmalkonduko al la labormaterio kaj plimalatigante la temperaturon de la varmforkonduko el la labormaterio.

b) La varmefikeco ne povas atingi la valoron 1, ĉar devus esti aŭ T_a = $\infty$, aŭ T_b = 0. Sed bedaurinde oni ne povas ĉi tiujn ambaŭ kazojn praktike realigi.

Tio signifas, ke eĉ per la ciklo de Carnot, kies efikeco inter ĉiuj ciklo estas la plej alta, oni ne povas ĉiun alkondukitan varmon al la gaso ŝanĝi en la laboron.

La rea ciklo de Carnot

Kiam la ciklo de Carnot realiĝas en la rea direkto (tio estas kontraŭ la cirkuldirekto de horloĝmontriloj desegnitae en la p-v diagramo), tiam la ciklo bezonas aldoni la laboron a₀, egalan al la diferenco de la varmoj q_a – |q _b|, por ŝanĝi ĝin en la varmon, kiun oni kun la varmo qb prenita el la pli malvarmo provizujo transdonas al la pli varma provizujo. La tutan varmon q_a = + a₀ oni gajnas helpe de la aldono de la laboro a₀. La efikeco de ĉi tiu ŝanĝiĝo estas:

(91)

$\eta _{t}'={\frac {q_{a}}{a_{0}}}={\frac {q_{a}}{q_{a}-\left|q_{b}\right|}}={\frac {1}{\eta _{t}}}={\frac {T_{a}}{T_{a}-T_{b}}}\,$

q_b – la varmo prenita el la pli malvarma provizujo por 1 kg da laborgaso, kJ/kg
q_a – la varmo transdonita al la pli varma provizujo per 1 kg da laborgaso, kJ/kg
T_b – la temperaturo de la pli malvarma provizujo, °K
T_a – la temperaturo de la pli varma provizujo, °K

La efikeco de ĉi tiu varmgajnado helpe de la mekanika laboro povas atingi sufiĉe grandan valoron. Dum ĉi tiu laborciklo okazas tiel nomata “varmtraĉerpado”. La varmefikecon ’t onioni ankaŭ nomas la koeficiento de multobligado. Ĝi estas ĉiam pli granda ol 1.

La neinversa ciklo de Carnot

La varmefikeco de la neinversa ciklo de la inversa ciklo de Carnot. Inter la varmprovizujpj kaj la laborgaso devas esti iu temperaturdiferenco. Tial estos la temperaturo de la laborgaso dum ĝia ekspansio pli malalta kaj dum la punpremo pli alta ol la temperaturoj de la provizujoj Ta kaj Tb. Kiam estos la temperaturoj de ambaŭ varmprovizujoj, por kies helpo la neinversa ciklo realiĝas, Ta kaj Tb, ciamvalidas ĉi tiu rilato de la varmrfikeco:

(92)

$\eta _{neinvers}<{\frac {T_{a}-T_{b}}{T_{a}}}\,$

T_a, T_b – la temperaturoj de ambaŭ varmprovizujoj, °K
T’_a, T’_b – la temperaturoj de la laborgaso, °K
q₁, q₂ – la aldonita kaj forprenita varmoj je la gaso, kJ/kg

La neinverseco de ŝanĝiĝoj estas kaŭzita pro la temperaturdiferenco inter la gaso kaj la varmprovizujo same kiel pro la frotado kaŭzas la varmeldonadon. La temperaturdiferenco inter du korpoj estas bedaŭrinde la neevitebla kondiĉo de la varminterŝanĝo. La varmo transiras de la pli varma korpo al la pli malvarma korpo. Ĉi tiu kondiĉo de la varmtransiro mem kompreneble kontraŭas la plenumon de la inversec-kondiĉo, kiu supozas termodinamikan ekvilibrecon inter la gaso kaj ĝia ĉirkaŭaĵo.

Tial validas:

(92a)

$\eta _{neinvers}<\eta _{invers}\,$

(92)

$\eta _{neinvers}<{\frac {T_{a}-T_{b}}{T_{a}}}\,$

(92b)

${\frac {q_{1}-\left|q_{2}\right|}{q_{1}}}<{\frac {T_{a}-T_{b}}{T_{a}}}\,$