SEGUNDA LEI DA TERMODINÂMICA

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1 NOTA DE AULA PROF. JOSÉ GOMES RIBEIRO FILHO SEGUNDA LEI DA TERMODINÂMICA 1 INTRODUÇÃO Muitos processos termodinâmicos ocorrem naturalmente em um dado sentido, mas não ocorrem em sentido oposto. Por exemplo, o calor sempre flui espontaneamente de um corpo quente para um corpo frio, nunca em sentido contrário. O fluxo de calor de um corpo frio para um corpo quente não violaria a primeira lei da termodinâmica; a energia seria conservada. Porém, isso não ocorre na natureza. Por que não? Como outro exemplo, note que é fácil converter completamente a energia mecânica em calor; isso ocorre sempre que usamos o freio para parar um carro. Indo no sentido inverso, existem muitos dispositivos que convertem parcialmente o calor em energia mecânica. (O motor de um automóvel é um exemplo.) Porém, nem o mais inteligente inventor conseguiu construir uma máquina capaz de converter completamente uma quantidade de calor em energia mecânica. Novamente, por que não? A resposta para essas duas perguntas diz respeito aos sentidos dos processos termodinâmicos, e é dada pela segunda lei da termodinâmica. Essa lei determina limites fundamentais para a eficiência de uma máquina ou de uma usina elétrica. Ela também estipula limites para a energia mínima que deve ser fornecida a um refrigerador. Logo, a segunda lei é diretamente relevante para muitos problemas práticos importantes. Podemos também enunciar a segunda lei em termos do conceito de entropia, uma grandeza que mede o grau de desordem de um sistema. A ideia de entropia ajuda a entender por que a tinta que se mistura com água não pode jamais ser separada espontaneamente, e qual é a razão pela qual uma grande quantidade de processos aparentemente possíveis nunca ocorre na natureza. 2 SENTIDO DE UM PROCESSO TERMODINÂMICO Os processos termodinâmicos que ocorrem na natureza são todos processos irreversíveis. Esses processos são aqueles que ocorrem em um determinado sentido, porém não ocorrem no sentido contrário. O fluxo de calor de um corpo quente para um corpo frio ocorre irreversivelmente, como no caso da expansão livre de um gás estudada no capítulo anterior. Quando um livro desliza sobre uma mesa, sua energia mecânica é convertida em calor pelo atrito; esse processo é irreversível, pois ninguém jamais observou o processo inverso (no qual um livro em repouso sobre a mesa começasse a se mover espontaneamente e a temperatura do livro e da mesa começasse a diminuir). O principal tópico deste capítulo é a segunda lei da termodinâmica, que determina qual é o sentido preferencial desses processos. Apesar desse sentido preferencial de todo processo natural, podemos imaginar uma classe de processos idealizados que poderiam ser reversíveis. Se um processo real ocorrer muito lentamente, de tal forma que o sistema esteja sempre muito próximo do equilíbrio, esse processo pode ser considerado como reversível. Como exemplo podemos comprimir um gás muito lentamente ao deixar cair sobre o pistão sem atrito alguns grãos de areia, cada grão de areia adicionado representa uma pequena (infinitesimal) mudança para um novo estado de equilíbrio. O processo resultante é reversível porque pode ser invertido se retirarmos os grãos de areia um a um, lentamente, na ordem inversa de sua colocação. Se existe atrito entre o pistão e o cilindro, o pistão só pode ser colocado em movimento se adicionarmos certo número mínimo de grãos de areia de uma só vez porque, por assim dizer, o atrito prende o pistão ao cilindro. Nesse caso, o processo de compressão não pode ser quase-estático nem reversível. Um sistema que realiza esse processo reversível ideal está sempre próximo do equilíbrio termodinâmico com as vizinhanças e no interior do próprio sistema. Qualquer mudança de estado que ocorra pode ser invertida (forçada a realizar-se no sentido contrário) produzindo-se variações infinitesimais nas condições do sistema. Por exemplo, o fluxo de calor entre dois corpos com uma diferença de temperatura infinitesimal entre si pode ser invertido variando apenas levemente uma ou outra temperatura. Um processo reversível é, portanto, um processo de equilíbrio, no qual o sistema está sempre em equilíbrio termodinâmico. Obviamente, se um sistema está realmente em equilíbrio termodinâmico não pode ocorrer nenhuma mudança no estado do sistema. O calor não poderia fluir nem para dentro nem para fora de um sistema que tivesse uma temperatura rigorosamente constante em todos os seus pontos, e um sistema que estivesse realmente em 1

2 equilíbrio mecânico não poderia realizar nenhum trabalho sobre suas vizinhanças. Uma transformação reversível é uma idealização que não pode ser realizada com precisão no mundo real. Entretanto, fazendo o gradiente de pressão e o gradiente de temperatura muito pequenos, podemos manter o sistema muito próximo de seu estado de equilíbrio, e o processo pode se tomar aproximadamente reversível. Essa é a razão pela qual chamamos um processo reversível de processo de quase-equilíbrio. FIGURA 1 Processos reversíveis e irreversíveis. Em contraste, o fluxo de calor com diferença de temperatura finita, a expansão livre de um gás e a conversão de trabalho em calor pelo atrito são todos processos irreversíveis; nenhuma pequena variação seria capaz de fazer esses sistemas sofrerem um processo inverso. Todos eles são também processos de não-equilíbrio, nos quais o sistema não está em equilíbrio termodinâmico em nenhuma etapa do processo, e somente atinge o equilíbrio no final do processo. DESORDEM E PROCESSOS TERMODINÂMICOS O estado aleatório ou o grau de desordem do estado final de um sistema pode ser relacionado ao sentido da realização de um processo natural. Por exemplo, imagine uma tarefa de organização monótona, tal como colocar em ordem alfabética milhares de títulos de livros impressos em cartões de arquivos. Jogue para o ar o conjunto todo dos cartões que estavam em ordem alfabética. Quando eles atingirem o solo, estarão em ordem alfabética? Não, a tendência normal é que eles cheguem ao solo em um estado aleatório ou desordenado. Na expansão livre de um gás, discutida no capítulo anterior, o ar está mais desordenado depois que se expande para o recipiente inteiro do que quando estava contido somente em um dos lados do recipiente; do mesmo modo, suas roupas ficam mais desordenadas quando estão espalhadas no chão de seu quarto do que quando estavam arrumadas no interior do armário. Analogamente, a energia cinética macroscópica é a energia associada à organização, ao movimento coordenado de muitas moléculas, porém, a transferência de calor envolve variações de energia do estado aleatório, ou o movimento molecular desordenado. Logo, a conversão de energia mecânica em calor envolve um aumento de desordem do sistema. Nos tópicos seguintes apresentaremos a segunda lei da termodinâmica considerando duas grandes classes de dispositivos: as máquinas térmicas, que convertem trabalho em calor com êxito parcial, e os refrigeradores, que transportam o calor de um corpo frio para um corpo quente com êxito parcial. 3 MÁQUINAS TÉRMICAS A essência de nossa sociedade tecnológica é a capacidade de utilizar fontes de energia além da mera força muscular. Algumas vezes, a energia mecânica está disponível diretamente; a força da água e do vento são exemplos disso. Mas a maior parte de nossa energia vem da queima de combustíveis fósseis (carvão, petróleo e gás) e de reações nucleares. Elas fornecem a energia que é transferida como calor e usada diretamente para cozinhar e em processos químicos; contudo, para impulsionar um veículo ou para fazer funcionar qualquer máquina, necessitamos de energia mecânica. Assim, é importante saber como obter calor de uma fonte e converter a maior parcela possível desse calor em energia mecânica ou trabalho. Isso é o que ocorre nos motores a gasolina dos automóveis, em um motor a jato de um avião, na turbina a vapor de uma usina termelétrica e em muitos outros sistemas. Processos relacionados a esses ocorrem no reino animal: a energia do alimento é 'queimada' (ou seja, os carboidratos se combinam com o oxigênio e a reação produz água, dióxido de carbono e energia) e parcialmente convertida em energia mecânica quando o músculo de um animal realiza trabalho sobre o ambiente. Qualquer dispositivo que transforma calor parcialmente em trabalho ou em energia mecânica denomina-se máquina térmica. Geralmente, uma quantidade de matéria no interior da máquina recebe ou rejeita calor, expande-se e se comprime, e algumas vezes sofre transições de fase. Essa matéria é chamada de substância de trabalho da máquina. 2

3 Em máquinas de combustão interna, a substância de trabalho é a mistura de gasolina com ar; na turbina a vapor, a substância de trabalho é a água. O tipo mais simples de máquina que vamos analisar é aquela cuja substância de trabalho sofre um processo cíclico, uma sequência de processos que, ao final, reconduzem a substância ao seu estado inicial. Em uma turbina a vapor, a água é reciclada e usada indefinidamente. A máquina de combustão interna não usa sempre o mesmo ar; ainda assim, podemos analisar esse tipo de máquina em termos de processo cíclico aproximadamente igual ao processo real. RESERVATÓRIO QUENTE E RESERVATÓRIO FRIO Todas as máquinas térmicas absorvem calor de uma fonte a temperaturas relativamente altas, realizam algum trabalho mecânico e rejeitam algum calor a uma temperatura mais baixa. Do ponto de vista da máquina, o calor rejeitado é desperdiçado. No motor de combustão interna, o calor desperdiçado é aquele liberado nos gases quentes de exaustão e no sistema de resfriamento; em uma turbina a vapor, é o calor que precisa ser transferido a partir do vapor usado para condensar e reciclar a água. Quando um sistema executa um processo cíclico, sua energia interna inicial é igual à energia interna final. Em qualquer processo cíclico, a primeira lei da termodinâmica exige que U 2 U 1 = 0 = Q - W logo, Q = W ou seja, o calor total que flui para o interior da máquina durante o ciclo é igual ao trabalho líquido realizado pela máquina. Quando analisamos máquinas térmicas, é útil pensar em dois corpos que podem interagir com a substância de trabalho. Um deles, denominado reservatório quente, representa a fonte de calor; ele pode fornecer à substância de trabalho grandes quantidades de calor a uma temperatura constante T H sem alterar significativamente sua própria temperatura. O outro corpo, chamado de reservatório frio, pode absorver grandes quantidades do calor rejeitado pela máquina a uma temperatura constante T C. Em uma turbina a vapor, as chamas e os gases quentes na caldeira constituem o reservatório quente; a água fria e o ar empregados para condensar e resfriar o vapor usado constituem o reservatório frio. Vamos designar por Q H o calor transferido para o reservatório quente e por Q C o calor transferido para o reservatório frio. O calor Q é positivo quando ele é transferido para o interior da substância de trabalho, e negativo quando deixa a substância de trabalho. Logo, em uma máquina térmica, Q H é positivo, mas Q C é negativo porque representa um calor que sai da substância de trabalho. Essa convenção de sinais é coerente com as regras que formulamos no capítulo anterior; continuaremos a usar aquelas regras aqui. Geralmente, as relações tornam-se mais claras quando as escrevemos em termos dos valores absolutos de Q e W, porque valores absolutos são sempre positivos. Quando o fizermos, nossa notação mostrará isso explicitamente. DIAGRAMAS DO FLUXO DE ENERGIA E DA EFICIÊNCIA Podemos representar as transformações de energia em uma máquina térmica usando um diagrama do fluxo de energia, como mostra a figura 2. A máquina é indicada pelo círculo. A quantidade de calor Q H fornecida para a máquina pela fonte quente é proporcional à largura do tubo que entra na máquina na parte superior do diagrama. A largura do tubo na saída da máquina na parte inferior é proporcional ao módulo IQ C I do calor rejeitado na etapa da exaustão. O ramo que sai da máquina pelo lado direito representa a parcela do calor fornecido que a máquina converte em trabalho mecânico, W. FIGURA 2 Diagrama esquemático do fluxo de energia de uma máquina térmica. Quando uma máquina térmica repete indefinidamente o mesmo ciclo, Q H e Q C representam, respectivamente, o calor absorvido e o calor rejeitado pela máquina durante um ciclo; Q H é positivo e Q C é negativo. O calor total Q absorvido por ciclo é Q = Q H + Q C = IQ H I IQ C I [1] A saída útil da máquina é o trabalho líquido W realizado pela substância de trabalho. De acordo com a primeira lei, W = Q = Q H + Q C = IQ H I IQ C I [2] 3

4 Idealmente, gostaríamos que todo o calor Q H fosse convertido em trabalho; nesse caso, teríamos Q H = W e Q C = 0. A experiência mostra que isso é impossível; existe sempre um calor desperdiçado, e Q C nunca é igual a zero. A definição de eficiência térmica de uma máquina, designada pela letra e, é dada pela razão W e [3] QH A eficiência térmica e representa a fração do calor Q H que é convertida em trabalho. Em outras palavras, e é o que você recebe dividido pelo que você pagou. Esse valor é sempre menor do que um. Em termos do diagrama de fluxo apresentado na figura 2, a máquina mais eficiente é aquela na qual o tubo que representa o trabalho realizado é o mais largo possível, e o tubo da exaustão, que representa o calor rejeitado, é o mais estreito possível. Quando substituímos as duas expressões de W fornecidas pela equação (2) na equação (3), obtemos as seguintes expressões equivalentes para a eficiência e: W Q Q Q Q Q C C e 1 1 [4] H H H Note que e é o quociente entre duas energias e, portanto, é um número puro sem unidades. Naturalmente, é necessário usar sempre as mesmas unidades para W, Q H e Q C. 4 MÁQUINAS DE COMBUSTÃO INTERNA O motor a gasolina usado em automóveis e em outras máquinas é um exemplo familiar de máquina térmica. Vamos analisar sua eficiência térmica. A figura 3 mostra a operação de um tipo de motor a gasolina. Inicialmente, uma mistura de ar e gasolina flui para o interior de um cilindro através da abertura de uma válvula de admissão enquanto o pistão desce, fazendo o volume do cilindro aumentar de um valor mínimo V (quando o pistão está em seu curso superior) até um volume máximo rv (quando o pistão está em seu curso inferior). FIGURA 3 Ciclo de um motor de combustão interna com quatro tempos. A quantidade r denomina-se razão de compressão; nos automóveis modernos essa razão apresenta valores da ordem de 8 a 10. No final desse tempo de admissão, a válvula de admissão se fecha e a mistura passa a ser comprimida de modo aproximadamente adiabático, até atingir o volume V durante o tempo de compressão. A seguir, a mistura sofre ignição causada por uma centelha, e o gás se expande, de modo aproximadamente adiabático, voltando ao volume rv, empurrando o pistão e realizando trabalho; essa etapa é o tempo motor ou tempo de potência. Finalmente, a válvula de exaustão se abre e os produtos da combustão são empurrados para fora (durante o tempo de exaustão), deixando o cilindro livre para o próximo tempo de admissão. O CICLO OTTO A figura 4 é um diagrama PV de um modelo idealizado dos processos termodinâmicos que ocorrem em um motor a gasolina. Esse modelo é chamado de ciclo Otto. Esse ciclo consiste em dois processos adiabáticos e dois processos de volume constante e é a configuração padrão de um motor de combustão interna de quatro ciclos. A disposição pistão/cilindro de um típico motor de combustão interna é mostrada na figura 3. A energia térmica é 4

5 fornecida pela ignição de uma mistura ar/combustível. O ciclo começa com o pistão na parte superior do cilindro e segue os passos abaixo: Tempo de admissão. O pistão se move para baixo com a válvula de admissão aberta, atraindo a mistura ar/combustível (ponto a da figura 4) e a válvula de admissão se fecha (ver figura 3). Tempo de compressão. O pistão se move para cima, comprimindo a mistura ar/combustível adiabaticamente (ponto a ao ponto b da figura 4). A vela de ignição inflama a mistura ar/combustível, aumentando a pressão com volume constante (ponto b ao ponto c da figura 4). Nesse processo o calor Q H é fornecido ao sistema pela queima de gasolina. Tempo de explosão. Gases quentes empurram o pistão para baixo adiabaticamente (ponto c ao ponto d da figura 4). Quando o pistão está em sua porção mais baixa, a válvula de escape se abre. Isso reduz a pressão com volume constante, ocasionando rejeição de calor e movendo o sistema de volta ao ponto a. Tempo de exaustão. O pistão se move para cima, forçando os gases queimados para fora e a válvula de escape se fecha. FIGURA 4 Diagrama PV de um ciclo Otto, modelo do ciclo idealizado de um motor a gasolina. Podemos calcular a eficiência desse ciclo ideal. Os processos bc e da ocorrem a volume constante, de modo que os calores Q H e Q C relacionam-se de modo simples com as temperaturas: Q H = nc V (T c T b ) > 0 e Q C = nc V (T a T d ) < 0 A eficiência térmica é dada pela equação (4). Substituindo a expressão anterior e cancelando o fator comum nc V, obtemos QH QC Tc Tb Ta Td e [5] QH Tc Tb Para simplificar essa expressão ainda mais, podemos usar a relação entre a temperatura e o volume para um processo adiabático de um gás ideal, a equação T 1 V γ-1 1 = T 2 V γ-1 2. Para os dois processos adiabáticos ab e cd, achamos T a (rv) γ-1 = T b V γ-1 e T d (rv) γ-1 = T c V γ-1 Dividimos cada uma das expressões anteriores pelo fator comum V γ- 1 e substituímos as relações obtidas para T b e T c na equação (5). O resultado é Tdr Tar Ta T d (Td T a)(r 1) e Tdr Tar (Td T a)r Eliminando o fator comum (T d - T a ), encontramos 1 e 1 [6] r 1 A eficiência térmica dada pela equação (6) é sempre menor do que a unidade, mesmo no caso de um modelo idealizado. Considerando r = 8 e γ = 1,4 (o valor para o ar), a eficiência teórica é e = 0,56 ou 56%. A eficiência pode aumentar elevando-se o valor de r. Contudo, isso também faz aumentar a temperatura no final do processo adiabático da compressão da mistura ar-combustível. Quando a temperatura é muito elevada, a mistura pode explodir espontaneamente durante a compressão, em vez de explodir quando a centelha da vela produz a ignição. Esse fenômeno, que se chama pré-ignição ou detonação, produz um forte som de pancada e pode danificar o motor. A taxa de octanagem da gasolina mede suas qualidades antidetonantes. A razão de compressão prática máxima da gasolina de octanagem elevada; ou gasolina premium, é aproximadamente de 10 a 13. Razões mais elevadas podem ser obtidas usando-se combustíveis mais exóticos. O ciclo Otto, que acabamos de descrever, é um modelo altamente idealizado. Ele supõe que a mistura se comporte como um gás ideal; despreza o atrito, a turbulência, a perda de calor para as paredes do cilindro e muitos 5

6 outros efeitos que se combinam para reduzir a eficiência da máquina real. Outra fonte de ineficiência é a combustão incompleta. Uma mistura de ar e gasolina com a composição adequada para uma combustão completa convertendo os hidrocarbonetos em H2O e CO2 não sofre ignição imediata. Uma ignição confiável requer uma mistura mais rica em gasolina. A combustão incompleta resultante produz na exaustão CO e hidrocarbonetos que não queimam. O calor obtido da gasolina é, então, menor do que o calor total de combustão; a diferença é desperdiçada, e os produtos da exaustão contribuem para a poluição. As eficiências dos motores de gasolina reais são tipicamente da ordem de 35%. O CICLO DIESEL O ciclo do motor Diesel é semelhante ao do motor a gasolina. A diferença mais importante é que não existe combustível no cilindro no início do tempo de compressão. Um pouco antes do início do tempo de potência, os injetores começam a injetar o combustível diretamente no cilindro, com uma velocidade suficiente para manter a pressão constante durante a primeira parte do tempo de potência. Em virtude da elevada temperatura resultante da compressão adiabática, o combustível explode espontaneamente ao ser injetado; não é necessário usar nenhuma vela de ignição. O ciclo Diesel idealizado é representado na figura 5. Começando no ponto a, o ar é comprimido adiabaticamente até o ponto b, aquecido à pressão constante até o ponto c, expandido adiabaticamente até o ponto d e resfriado a volume constante até o ponto a. Como não existe nenhum combustível no cilindro durante a maior parte do tempo de compressão, não pode ocorrer pré-ignição, logo, a razão de compressão r pode ser muito maior do que a de um motor a gasolina. Isso faz a eficiência aumentar e garante uma ignição confiável quando o combustível é injetado (por causa da temperatura elevada atingida durante a compressão adiabática). Valores de r em torno de 15 a 20 são normais; com esses valores e com γ = 1,4, a eficiência teórica de um ciclo Diesel idealizado é cerca de 0,65 até 0,70. Do mesmo modo que no ciclo Otto, a eficiência real é bem menor do que essa. Embora os motores Diesel sejam bastante eficientes, eles precisam ser construídos com uma precisão muito maior do que os motores a gasolina, e seu sistema de injeção de combustível exige manutenção rigorosa. FIGURA 5 Diagrama PV de um ciclo Diesel ideal. 5 REFRIGERADORES Podemos dizer que um refrigerador é uma máquina térmica funcionando com um ciclo invertido. Uma máquina térmica recebe calor de uma fonte quente e o rejeita em uma fonte fria. Um refrigerador faz exatamente o contrário: recebe calor de uma fonte fria (a parte interna do refrigerador) e o transfere para uma fonte quente (geralmente o ar externo no local onde o refrigerador se encontra). A máquina térmica fornece um trabalho mecânico líquido, o refrigerador precisa receber um trabalho mecânico líquido. Usando as convenções de sinais do tópico 3, Q C é positivo para um refrigerador, porém W e Q H são negativos; logo, IWI = W e IQ H I= Q H. A figura 6 mostra um diagrama do fluxo de energia de um refrigerador. FIGURA 6 Diagrama esquemático do fluxo de energia de um refrigerador. 6

7 De acordo com a primeira lei da termodinâmica, em um processo cíclico, Q H + Q C W = 0 ou Q H = Q C W porém, como Q H e W são negativos, IQ H I = Q C + IWI [7] Logo, como o diagrama mostra, o calor IQ H I que deixa a substância de trabalho e se transfere para o reservatório quente é sempre maior do que o calor Q C retirado do reservatório frio. Observe que a seguinte relação envolvendo os valores absolutos IQ H I = IQ C I + IWI [8] é válida tanto no caso do refrigerador quanto no da máquina térmica. De um ponto de vista econômico, o melhor ciclo de refrigeração é aquele que remove a maior quantidade de calor IQ C I do interior do refrigerador para o mesmo trabalho realizado, IWl. A razão relevante é, portanto, IQ C I/IWI ; quanto maior for essa razão, melhor será o refrigerador. Essa razão é chamada de coeficiente de desempenho, designado por K. De acordo com a equação (8), IWl = IQ H I - IQ C l, obtemos IQCI IQCI K [9] IWI IQHI IQCI Como sempre, medimos Q H, Q C e W com as mesmas unidades; logo, K é um número puro sem dimensões. REFRIGERADORES COMUNS Os princípios envolvidos em um ciclo de refrigeração típico são indicados esquematicamente na figura 7a. O 'circuito' do fluido contém um fluido refrigerante (a substância de trabalho). Antigamente esse fluido era o CCl2F2, ou outro membro da família do gás freon; como a libertação dessa substância contribui para diminuir a camada de ozônio, atualmente se usam outros fluidos refrigerantes. O lado esquerdo do circuito (inclusive as serpentinas de resfriamento no interior do refrigerador) está a uma baixa temperatura e a uma baixa pressão; o lado direito (inclusive as serpentinas do condensador fora do refrigerador) está à temperatura e pressão elevadas. Geralmente, os dois lados contêm líquido e vapor em equilíbrio térmico. FIGURA 7 (a) Diagrama do princípio de funcionamento do ciclo de um refrigerador. (b) Como os elementos-chave são dispostos em um refrigerador comum. O compressor recebe o fluido, comprime-o adiabaticamente e o conduz até a serpentina do condensador a uma pressão elevada. A temperatura do fluido é, então, mais elevada do que a do ar que circunda o condensador, de modo que o fluido refrigerante liberta o calor IQ H I e se condensa parcialmente na fase líquida. A seguir, o fluido expande-se adiabaticamente no evaporador a uma taxa controlada pela válvula de expansão. À medida que o fluido se expande, ele se resfria consideravelmente, o bastante para que o fluido na serpentina do evaporador fique mais frio do que nas vizinhanças. Ele absorve o calor IQ C I das vizinhanças, resfriando-as e se vaporizando parcialmente. Em seguida, o fluido entra no compressor para iniciar um novo ciclo. O compressor, geralmente acionado por um motor elétrico (figura 7b), requer energia e realiza um trabalho IWl sobre a substância de trabalho em cada ciclo. Um condicionador de ar opera exatamente com base no mesmo princípio. Nesse caso, a caixa do refrigerador é um quarto inteiro. As serpentinas do evaporador estão no interior da sala, o condensador está fora da casa e os ventiladores fazem o ar circular (figura 8). Em instalações grandes, as serpentinas do condensador são geralmente resfriadas com água. As grandezas de maior importância prática em um condicionador de ar são a taxa de remoção do calor (a taxa de transferência de calor H da região que está sendo resfriada) e a potência de entrada P = W/t fornecida 7

8 ao compressor. Se uma quantidade de calor IQ C I for removida no tempo t, então H = IQ C I/t. Podemos, então, expressar o coeficiente de desempenho do seguinte modo IQCI Ht H K IWI Pt P Condicionadores de ar normais costumam ter taxas de remoção de calor H da ordem de 1500 até 3000 W, e requerem potência elétrica fornecida na entrada entre cerca de 600 até 1200 W. Um coeficiente de desempenho médio é da ordem de 2,5, e aparelhos com capacidades maiores possuem coeficientes mais elevados. Os valores reais de K para a operação de condicionadores dependem dos valores da temperatura interna e da temperatura externa. FIGURA 8 Um condicionador de ar funciona conforme os mesmos princípios de um refrigerador. Infelizmente, K é expresso em termos comerciais, com uma mistura de unidades inglesas que não são usadas no Brasil e, portanto, devem ser transformadas em unidades SI quando forem mencionadas. Sempre é preciso realizar um trabalho para transferir calor de um corpo frio para um corpo quente. O calor flui espontaneamente de um corpo quente para um corpo frio, e o fluxo inverso necessita de um trabalho externo. A experiência mostra que é impossível fazer um refrigerador que transporte calor de um corpo frio para um corpo quente sem realização de trabalho. Caso não fosse necessário nenhum trabalho, o coeficiente de desempenho seria infinito. Tal dispositivo poderia ser chamado de refrigerador sem trabalho; trata-se de um mito, como o unicórnio. 6 SEGUNDA LEI DA TERMODINÂMICA Evidências experimentais sugerem fortemente que é impossível construir uma máquina térmica que converta completamente calor em trabalho, ou seja, uma máquina que possua eficiência térmica de 100%. Essa impossibilidade é a base para a seguinte formulação da segunda lei da termodinâmica: É impossível para qualquer sistema passar por um processo no qual absorve calor de um reservatório a uma dada temperatura e converte o calor completamente em trabalho mecânico de modo que o sistema termine em um estado idêntico ao inicial. Trata-se do chamado enunciado da 'máquina térmica' da segunda lei, também conhecido pelos físicos como o enunciado de Kelvin-Planck para essa lei. A base da segunda lei da termodinâmica repousa na diferença entre a natureza da energia interna e a energia mecânica macroscópica. Em um corpo que se move, as moléculas apresentam movimentos aleatórios, porém superposto ao movimento aleatório existe um movimento coordenado de cada molécula no sentido da velocidade do corpo. A energia cinética associada ao movimento macroscópico coordenado é o que chamamos de energia cinética do corpo que se move. As energias cinéticas e energias potenciais associadas ao movimento aleatório das moléculas são responsáveis pela energia interna. Quando um corpo deslizando sobre uma superfície atinge o repouso em virtude do atrito, o movimento organizado do corpo é convertido em movimento aleatório das moléculas do corpo e da superfície. Como não podemos controlar o movimento individual de cada molécula, é impossível converter completamente esse movimento aleatório outra vez em movimento organizado. Podemos apenas converter uma parte do movimento aleatório, e isso é justamente o que a máquina térmica faz. Se a segunda lei da termodinâmica não fosse verdadeira, poderíamos fazer um automóvel deslocar-se ou colocar uma usina termoelétrica em funcionamento apenas resfriando o ar ambiente. Nenhuma dessas duas possibilidades viola a primeira lei da termodinâmica. A segunda lei, portanto, não é deduzida a partir da primeira lei; sustenta-se por si própria como uma lei independente na natureza. A primeira lei proíbe a criação ou a destruição da energia; a segunda lei limita a disponibilidade da energia e os modos de conversão e de uso da energia. 8

9 UM NOVO ENUNCIADO PARA A SEGUNDA LEI Nossa análise dos refrigeradores no tópico anterior constitui a base para uma formulação alternativa da segunda lei da termodinâmica. O calor flui espontaneamente de um corpo quente para um corpo frio, mas o inverso jamais ocorre. Um refrigerador retira calor de um corpo frio para um corpo quente, porém, sua operação necessita do fornecimento de trabalho ou de energia mecânica. Generalizando essas observações, dizemos que: É impossível a realização de qualquer processo que tenha como única etapa a transferência de calor de um corpo frio para um corpo quente. Trata-se do chamado enunciado do 'refrigerador' da segunda lei da termodinâmica (também conhecido como o enunciado de Clausius). Pode parecer que esse enunciado não tem muita relação com o enunciado da 'máquina térmica'. Contudo, os dois enunciados são completamente equivalentes. Por exemplo, se pudéssemos construir um refrigerador sem usar trabalho, violando o enunciado do 'refrigerador' da segunda lei, poderíamos usá-lo em conjunto com uma máquina térmica, bombeando o calor rejeitado pela máquina e fazendo-o retornar ao reservatório quente para ser usado novamente. Essa máquina composta (figura 9a) violaria o enunciado da 'máquina térmica' da segunda lei, porque seu efeito resultante seria retirar uma quantidade líquida de calor Q H - IQ C I do reservatório quente e convertê-la completamente em trabalho W. FIGURA 9 Diagrama esquemático do fluxo de energia para enunciados equivalentes da segunda lei da termodinâmica. Alternativamente, se pudéssemos fazer uma máquina térmica com uma eficiência de 100%, violando o primeiro enunciado da segunda lei, poderíamos operar a máquina usando calor de um reservatório quente e aproveitar o trabalho obtido na saída da máquina para fazer funcionar um refrigerador que bombeasse calor de um reservatório frio para um reservatório quente (figura 9b). Esse dispositivo composto violaria o enunciado do 'refrigerador' da segunda lei, porque seu efeito resultante seria retirar calor Q C de um reservatório frio e transferi-lo para um reservatório quente sem que fosse necessário nenhum consumo de trabalho. Portanto, qualquer dispositivo que viole um enunciado da segunda lei pode ser usado para construir um dispositivo que viola o outro enunciado. Se a violação do primeiro enunciado for impossível, também será impossível a violação do segundo enunciado! A conversão de trabalho em calor é um processo irreversível, como no caso do atrito, do escoamento de um fluido viscoso ou do fluxo de calor de um corpo quente para um corpo frio por meio de um gradiente de temperatura. Os enunciados da 'máquina' e do 9

10 'refrigerador' da segunda lei da termodinâmica afirmam que esses processos só podem ser parcialmente reversíveis. Podemos citar outros exemplos. Os gases escapam, através de aberturas, de uma região com alta pressão até uma região com baixa pressão; os gases e os líquidos miscíveis sempre se misturam espontaneamente, e nunca se separam. A segunda lei da termodinâmica é uma expressão da existência de um sentido único intrínseco para estes e muitos outros processos irreversíveis. A conversão da energia é um aspecto essencial de toda vida animal e vegetal e da tecnologia humana; logo, a segunda lei da termodinâmica é de importância fundamental no mundo em que vivemos. Se uma máquina com eficiência de 100% fosse possível, ela poderia ser usada juntamente com um refrigerador comum para formar um refrigerador que não precisa de trabalho, transferindo o calor Q C de um reservatório frio para um reservatório quente sem precisar de nenhum trabalho realizado sobre o sistema. 7 O CICLO DE CARNOT De acordo com a segunda lei, nenhuma máquina térmica pode ter eficiência de 100%. Qual é a eficiência máxima que uma dada máquina pode ter, a partir de um reservatório quente a uma temperatura T H e de um reservatório frio a uma temperatura T C? Essa pergunta foi respondida em 1824 pelo engenheiro francês Sadi Carnot ( ), que desenvolveu uma máquina hipotética ideal que fornece a eficiência máxima permitida pela segunda lei. O ciclo dessa máquina é conhecido como ciclo de Carnot. Para compreender o ciclo de Carnot, voltemos ao tema básico deste capítulo: a irreversibilidade e sua relação com o sentido de um processo termodinâmico. A conversão de trabalho em energia é um processo irreversível; o objetivo da máquina térmica é obter uma reversão parcial desse processo, ou seja, a conversão de calor em trabalho com a maior eficiência possível. Para a eficiência máxima de uma máquina térmica, portanto, devemos evitar todo processo irreversível. Essa exigência é suficiente para determinar as etapas básicas do ciclo de Carnot, conforme veremos a seguir. O fluxo de calor em uma queda de temperatura finita é um processo irreversível. Portanto, durante a transferência de calor no ciclo de Carnot não deve existir nenhuma diferença de temperatura finita. Quando a máquina retira calor da fonte quente a uma temperatura T H, a substância de trabalho da máquina também deve estar a uma temperatura T H ; caso contrário, ocorreria fluxo de calor. Analogamente, quando a máquina descarta calor para o reservatório frio a uma temperatura T C, a máquina também deve estar a uma temperatura T C. Ou seja, todo processo envolvendo trocas de calor, a uma temperatura T H ou T C, deve ser isotérmico. Reciprocamente, em qualquer processo no qual a temperatura da substância de trabalho da máquina está entre T H e T C, não pode ocorrer nenhuma transferência de calor entre a máquina e qualquer reservatório, porque essa transferência de calor não poderia ser reversível. Portanto, qualquer processo no qual a temperatura T da substância de trabalho varia deve ser adiabático. A conclusão é que todo processo em nosso ciclo idealizado deve ser isotérmico ou adiabático. Além disso, o equilíbrio térmico e mecânico deve ser sempre mantido para que cada processo seja completamente reversível. PASSOS DO CICLO DE CARNOT O ciclo de Carnot é constituído por dois processos isotérmicos reversíveis e dois processos adiabáticos reversíveis. A figura 10 mostra um ciclo de Carnot usando como substância de trabalho um gás ideal dentro de um cilindro com um pistão. FIGURA 10 Ciclo de Carnot para um gás ideal. No diagrama PV, as linhas finas são isotermas (curvas com temperatura constante) e as linhas grossas são curvas adiabáticas (curvas com transferência de calor igual a zero). 10

11 O ciclo consiste nas seguintes etapas: 1. O gás se expande isotermicamente na temperatura T H, absorvendo um calor Q H (ab). 2. O gás se expande adiabaticamente até que sua temperatura cai para T C (bc). 3. Ele é comprimido isotermicamente na temperatura T C, rejeitando o calor IQ C I (cd). 4. Ele é comprimido adiabaticamente, retornando ao seu estado inicial na temperatura T H (da). Podemos calcular a eficiência térmica e da máquina de Carnot no caso especial mostrado na figura 2, em que a substância de trabalho é um gás ideal. Para efetuar esse cálculo, acharemos inicialmente a razão Q C /Q H entre as quantidades de calor transferidas durante os dois processos isotérmicos, e usaremos a equação (4) para achar e. Em um gás ideal, a energia interna U depende somente da temperatura e, portanto, permanece constante em um processo isotérmico. Na expansão isotérmica ab, ΔU ab = 0 e Q H é igual ao trabalho W ab realizado pelo gás durante sua expansão isotérmica a uma temperatura T H. Como vimos no capítulo anterior, temos Vb QH Wab nrth ln [10] V Analogamente, V V Q W nrt ln nrt ln a d c C cd C C V c V [11] d Como V d é menor que V c, Q C é negativo (Q C =- IQ C l); há transferência de calor para fora do gás durante a compressão isotérmica à temperatura T C. A razão entre as duas quantidades de calor é, portanto, QC TC ln(v c / V d) [12] QH TH ln(v b / V a) Podemos simplificar o resultado anterior usando a relação entre o volume e a temperatura em um processo adiabático, equação T 1 V γ-1 1 = T 2 V γ-1 2. Para os dois processos adiabáticos, encontramos: T H V γ-1 b = T C V γ-1 c e T H V γ-1 γ-1 a = T C V d Dividindo membro a membro as duas equações anteriores, achamos 1 1 Vb Vc Vb Vc e 1 1 Va Vd Va Vd Portanto, os logaritmos na equação (12) são iguais, e essa equação se reduz a QC TC IQ CI TC ou [13] QH TH IQHI TH A razão entre o calor rejeitado a uma temperatura T C e o calor absorvido a uma temperatura T H é precisamente igual a T C /T H. Logo, pela equação (4), a eficiência térmica da máquina de Carnot é TC TH TC e 1 [14] T T Carnot H H Esse resultado simples afirma que a eficiência de uma máquina de Carnot depende apenas das temperaturas dos dois reservatórios. A eficiência é grande quando a diferença de temperatura é grande, tomando-se muito pequena quando as duas temperaturas forem aproximadamente iguais. A eficiência nunca pode ser exatamente igual a um, a menos que T C = 0; mais tarde mostraremos que isso também é impossível. O REFRIGERADOR DE CARNOT Como cada etapa do ciclo de Carnot é reversível, o ciclo inteiro pode ser invertido, convertendo a máquina térmica em um refrigerador. O coeficiente de desempenho do refrigerador de Carnot pode ser obtido combinando-se a definição geral de K, equação (9), com a equação (13) do ciclo de Carnot. Inicialmente reescrevemos a equação (9) na forma IQ CI IQ CI / IQHI K IQ H I IQ C I 1 IQ C I / IQ H I A seguir, substituímos a equação (13), IQ C I/IQ H I = T C /T H na relação anterior. O resultado é TC KCarnot [15] TH TC Quando a diferença de temperatura T H T C é pequena, K é muito maior do que a unidade; nesse caso, um calor muito grande pode ser bombeado da temperatura mais baixa para a temperatura mais elevada com apenas um pequeno gasto de trabalho. Porém, quanto maior for a diferença de temperatura, menor será o valor de K, e uma quantidade maior de trabalho deve ser realizada para uma dada quantidade de calor. 11

12 O CICLO DE CARNOT E A SEGUNDA LEI É possível demonstrar que nenhuma máquina térmica pode ter eficiência maior do que a da máquina de Carnot operando entre as mesmas temperaturas extremas. A chave dessa demonstração é dada pela observação anterior, segundo a qual, como cada etapa do ciclo de Carnot é reversível, o ciclo inteiro é reversível. Percorrido em sentido inverso, a máquina se transforma em um refrigerador. Imagine uma máquina que possua uma eficiência maior do que a máquina de Carnot (figura 11). FIGURA 11 Provando que a máquina de Carnot possui a maior eficiência possível. Uma máquina 'supereficiente' (mais eficiente do que uma máquina de Carnot) combinada a um refrigerador de Carnot poderia converter o calor totalmente em trabalho sem nenhuma transferência de calor para o reservatório frio. Isso violaria a segunda lei da termodinâmica. Suponha que o ciclo de Carnot seja invertido, funcionando como um refrigerador que, mediante um trabalho negativo -IWl, receba calor Q C do reservatório frio e rejeite calor IQ H I, do reservatório quente. A máquina supereficiente rejeita um calor IQ C I, mas, para fazer isso, ela recebe uma grande quantidade de calor Q H + Δ. O trabalho realizado seria W + Δ e o efeito resultante das duas máquinas juntas seria receber uma quantidade de calor Δ e convertê-la completamente em trabalho. Isso viola o enunciado da segunda lei da termodinâmica pautado na máquina térmica. Poderíamos fazer um raciocínio semelhante para mostrar que a máquina supereficiente também viola o enunciado da segunda lei da termodinâmica baseada no refrigerador. Observe que não precisamos supor que a máquina supereficiente seja reversível. De modo análogo, podemos mostrar que nenhum refrigerador pode ter um coeficiente de desempenho maior do que o refrigerador de Carnot operando entre as mesmas temperaturas extremas. Logo, o enunciado afirmando que nenhuma máquina térmica pode ter uma eficiência maior do que a máquina de Carnot é outro enunciado equivalente à segunda lei da termodinâmica. Conclui-se também que todas as máquinas de Carnot funcionando entre as mesmas temperaturas possuem a mesma eficiência, independentemente da substância de trabalho. Embora tenhamos deduzido a equação (14) para a máquina de Carnot usando um gás ideal como substância de trabalho, ela vale de fato para qualquer máquina de Carnot, qualquer que seja a substância de trabalho. A equação (14), que fornece a eficiência de uma máquina de Carnot, impõe um limite para a eficiência de qualquer máquina real, tal como uma turbina a vapor. Para maximizar esse limite superior e a eficiência da máquina real, o projetista deve fazer a temperatura T H da etapa de fornecimento de calor ser a mais elevada possível, e a temperatura T C da exaustão, a mais baixa possível. A temperatura de exaustão não pode ser menor do que a menor temperatura disponível para esfriar a exaustão. Para a turbina a vapor de uma usina termelétrica, T C pode ser a temperatura da água de um rio ou um lago; logo, é necessário que a temperatura T H da caldeira seja a mais elevada possível. A pressão de vapor de qualquer líquido aumenta rapidamente com a temperatura, de modo que a resistência mecânica da caldeira impõe limites a esse aumento de temperatura. A 500 C, a pressão de vapor da água é aproximadamente igual a 240 x 10 5 Pa (235 atm); esse valor constitui um limite prático aproximado para a pressão interna nas modernas caldeiras de vapor. 8 ENTROPIA A segunda lei da termodinâmica, conforme enunciada, possui forma bastante diferente das outras leis físicas conhecidas. Não foi formulada em termos de uma equação ou relação quantitativa, mas sim em termos da afirmação de uma impossibilidade. Contudo, a segunda lei da termodinâmica pode ser formulada mediante uma afirmação quantitativa usando-se o conceito de entropia, o assunto deste tópico. Mencionamos diversos processos que ocorrem naturalmente no sentido do aumento de desordem. O fluxo de calor irreversível faz a desordem aumentar porque inicialmente as moléculas estavam arrumadas em regiões quentes e frias; essa arrumação desaparece quando o sistema atinge o equilíbrio térmico. O calor fornecido a um corpo faz sua 12

13 desordem aumentar porque ocorre um aumento de velocidade média de cada molécula e, portanto, o estado caótico aumenta. A expansão livre de um gás faz aumentar sua desordem porque as posições das moléculas tornam-se mais aleatórias do que antes da expansão. ENTROPIA E DESORDEM A entropia fornece uma previsão quantitativa da desordem. Para explicar esse conceito, vamos considerar uma expansão isotérmica de um gás ideal. Adicionamos uma quantidade de calor dq e deixamos o gás expandir-se apenas enquanto sua temperatura permanecer constante. Como a energia interna de um gás ideal depende somente de sua temperatura, a energia interna também é constante; logo, pela primeira lei, o trabalho dw realizado pelo gás é igual ao calor dq fornecido ao gás. Ou seja, nrt dv dq dq dw PdV dv V V nrt O gás passa a um estado mais desordenado depois da expansão porque as moléculas se movem em um volume maior e suas posições tornam-se mais aleatórias. Logo, a variação relativa de volume dv/v constitui uma estimativa do aumento de desordem, e a equação anterior mostra que essa razão é proporcional à grandeza dq/t. Introduzimos o símbolo S para entropia do sistema, e definimos a variação infinitesimal de entropia ds durante um processo reversível infinitesimal em uma temperatura absoluta T pela relação dq ds [17] T Se uma quantidade total de calor Q é fornecida durante um processo isotérmico reversível a uma temperatura absoluta T, a variação total de entropia ΔS = S 2 S 1 é dada por Q S S2 S1 [18] T A unidade da entropia é uma unidade de energia dividida por uma unidade de temperatura; no SI, a unidade da entropia é J/K. Agora, podemos ver como a razão Q/T se relaciona ao aumento da desordem. Uma temperatura maior implica um movimento mais aleatório. Se a substância está inicialmente fria, com movimento molecular pequeno, o fornecimento do calor Q produz um aumento fracionário substancial no movimento e no estado aleatório das moléculas. Se, no entanto, a substância já está quente, a mesma quantidade de calor fornecido produz um aumento relativamente menor no já elevado movimento molecular existente. Portanto, o quociente Q/T caracteriza de modo apropriado o crescimento da desordem quando o calor flui para o interior de um sistema. ENTROPIA EM PROCESSOS REVERSÍVEIS Podemos generalizar a definição de variação de entropia de modo a incluir qualquer processo reversível que conduza o sistema de um estado a outro, independentemente de ele ser isotérmico ou não. Podemos imaginar o processo como uma série de etapas infinitesimais reversíveis. Durante uma etapa típica, uma quantidade de calor infinitesimal dq é fornecida ao sistema a uma temperatura absoluta T. A seguir, somamos (integramos) todas as razões dq/t para o processo todo; ou seja, 2 dq S [19] 1 T O limite 1 corresponde ao estado inicial, e 2 é o estado final. Como a entropia mede a desordem de um dado sistema, ela depende apenas do estado presente do sistema, e não do que ocorreu no passado. Quando um sistema evolui de um estado inicial com entropia S 1 até um estado final com entropia S 2, a variação de entropia ΔS = S 2 S 1, definida pela equação (19), não depende do percurso que leva o sistema do estado inicial ao estado final, mas é sempre a mesma em todos os processos possíveis entre o estado 1 e o estado 2. Portanto, a entropia de um sistema deve possuir um valor definido para um dado estado do sistema. Lembramos que a energia interna, apresentada no capítulo anterior, também possui essa propriedade, embora a entropia e a energia interna sejam grandezas completamente diferentes. Uma vez que a entropia é uma função do estado do sistema, podemos também calcular variações de entropia em processos irreversíveis (não-equilíbrio) aos quais as equações (17) e (19) não poderiam ser aplicadas. Simplesmente inventamos um caminho ligando o estado final ao estado inicial que seja constituído totalmente por processos reversíveis, e calculamos a variação total de entropia nesse caminho hipotético. Não é o caminho real, mas o resultado deve ser o mesmo que seria obtido no caminho real. Como no caso da energia interna, a discussão anterior não nos informa como calcular a entropia absoluta, apenas as variações de entropia em um dado processo. Assim como acontece com a energia interna, podemos atribuir arbitrariamente um valor para a entropia do sistema em um estado de referência e depois calcular a entropia de qualquer outro estado em referência a esse estado arbitrário. 13

14 ENTROPIA EM PROCESSOS CÍCLICOS Em um exercício resolvido, mostraremos que a variação total de entropia em um ciclo de uma máquina de Carnot específica, que usa um gás ideal como substância de trabalho, é zero. Esse resultado decorre diretamente da equação (13), que pode ser reescrita na forma QH QC 0 [20] T H TC A razão Q H /T H é igual a ΔS H, a variação de entropia que ocorre em T = T H. Analogamente, Q C /T C é igual a ΔS C, a variação de entropia que ocorre em T = T C. Portanto, a equação (20) afirma que ΔS H +ΔS C = 0, ou seja, a variação total de entropia é nula em um ciclo completo. E quanto às máquinas de Carnot que usam outras substâncias de trabalho? De acordo com a segunda lei, qualquer máquina de Carnot operando entre duas dadas temperaturas T H e T C apresenta a mesma eficiência e = 1 T C /T H (equação (14)). Combinando essa expressão de e com a equação (4), e = 1 + Q C /Q H, reproduzimos exatamente a equação (20). Logo, a equação (20) vale para qualquer máquina de Carnot operando entre essas temperaturas, independentemente de a sua substância de trabalho ser um gás ideal. Concluímos que a variação total de entropia em um ciclo de qualquer máquina de Carnot é igual a zero. Esse resultado pode ser generalizado para mostrar que a variação total de entropia em qualquer processo cíclico reversível é zero. Um processo cíclico reversível aparece em um diagrama PV como um caminho fechado (figura 12a). Podemos aproximar esse caminho por meio de uma série de processos isotérmicos e adiabáticos, formando partes de muitos ciclos de Carnot longos e finos (figura 12b). FIGURA 12 (a) Processo cíclico reversível de um gás ideal, indicado por uma curva fechada em um diagrama PV. São mostradas várias isotermas passando pela curva. (b) O caminho em (a) pode ser aproximado por uma série de ciclos de Carnot longos e finos; um desses ciclos está sombreado na figura. A variação de entropia total é zero em cada ciclo de Carnot e no processo cíclico real. (c) A variação de entropia entre os pontos a e b independe do caminho. A variação total de entropia no ciclo completo é a soma das variações de entropia em cada pequeno ciclo de Carnot, cada um dos quais com uma variação de entropia igual a zero. Logo, a variação total de entropia durante qualquer ciclo reversível é igual a zero: dq 0 T [21] Conclui-se que, quando um sistema sofre um processo reversível que o conduz de qualquer estado a até qualquer estado b, a variação de entropia é independente do caminho seguido (figura 12c). Se a variação de entropia no caminho 1 fosse diferente da variação de entropia no caminho 2, o sistema poderia seguir o caminho 1 e, em seguida, voltar ao ponto inicial pelo caminho 2, com uma variação total de entropia diferente de zero. Isso violaria a conclusão de que a variação de entropia em qualquer ciclo deve ser sempre igual a zero. Como a variação de entropia em tais processos não depende do caminho, concluímos que, em qualquer estado determinado, o sistema possui um valor da entropia que depende somente do estado em que ele se encontra, e não dos processos que o conduziram ao referido estado. ENTROPIA EM PROCESSOS IRREVERSÍVEIS Em um processo real reversível envolvendo apenas estados de equilíbrio, a variação total da entropia e do ambiente é igual a zero. Entretanto, todos os processos irreversíveis envolvem um aumento de entropia. Diferentemente da energia, a entropia é uma grandeza que não se conserva. A entropia de um sistema isolado pode variar, mas, como veremos, ela nunca pode diminuir. A expansão livre de um gás, como descrita no exercício resolvido 15, é um exemplo de processo irreversível de um sistema isolado no qual existe um aumento de entropia. ENTROPIA E A SEGUNDA LEI O fluxo de calor de uma temperatura mais elevada para uma temperatura mais baixa, ou a mistura de substâncias com temperaturas diferentes, são característicos de todos os processos naturais (isto é, irreversíveis). 14