EPÓNIMOS RELACIONADOS CON LA FÍSICA

 

Este artículo o sección necesita referencias que aparezcan en una publicación acreditada. Busca fuentes: «Ciclo Brayton» – noticias · libros · académico · imágenes Este aviso fue puesto el 24 de junio de 2013.

La turbina de un avión es un ejemplo de un motor de ciclo Brayton donde el filudo de trabajo es el aire atmosférico.

Diagrama del ciclo Brayton teórico (en negro) y real (en azul), en función de la entropía S y la temperatura T.

El ciclo Brayton, a veces referido como ciclo Joule, es un ciclo termodinámico que describe la operación de ciertas máquinas térmicas que tienen aire u otros gases como su fluido de trabajo. Consiste, en su forma más sencilla, en una etapa de compresión adiabática, una etapa de calentamiento isobárico y una expansión adiabática de un fluido termodinámico compresible. Es uno de los ciclos termodinámicos de más amplia aplicación, al ser la base del motor de turbina de gas, por lo que el producto del ciclo puede ir desde un trabajo mecánico que se emplee para la producción de electricidad en los quemadores de gas natural o algún otro aprovechamiento –caso de las industrias de generación eléctrica y de algunos motores terrestres o marinos, respectivamente–, hasta la generación de un empuje en un Turborreactor.

Desarrollo histórico

En el ciclo Brayton, como en la mayoría de los ciclos termodinámicos, es necesario distinguir el ciclo termodinámico en sí mismo de su aplicación tecnológica. Como ocurre en algunos otros motores térmicos, los motores basados en el ciclo Brayton han presentado diferentes soluciones formales, que básicamente se pueden reducir a los motores Brayton de pistones, de funcionamiento parecido a los modernos motores diésel y gasolina, y que hoy en día apenas existen salvo en museos, y los motores Brayton de flujo continuo, en los que, a diferencia de los motores de pistones, la admisión del fluido termodinámico es continua, y que son la base de la turbina de gas.

Esbozo de la patente de Barber.

El ciclo Brayton aparece por primera vez asociado a la patente de una máquina de gas del inventor inglés John Barber, en 1791. Formalmente, el motor de Barber podría ser clasificado como de flujo discontinuo, si bien su rudimentario sistema de compresión, incapaz de alcanzar siquiera las 2 atmósferas de presión, y las elevadísimas pérdidas de calor asociadas al sistema de calentamiento, así como las complicaciones asociadas al emplear aire en vez de vapor de agua, hicieron que el motor fracasara estrepitosamente frente a la mucho más eficaz máquina de vapor de James Watt. Del mismo modo en que ocurrió con otros motores de la época, como el motor Stirling, la idea de Barber cayó en el olvido.

En la década de 1840 el físico británico James Prescott Joule planteó de manera teórica y formal, por primera vez, el ciclo Brayton. Su trabajo se limitó al ámbito teórico y termodinámico, al reconocer que la obtención de elevadas potencias mecánicas del ciclo exigiría o bien elevadísimos costes de combustible, o sistemas de compresión de gas extremadamente grandes y resistentes, ya que Joule planteó la implantación del ciclo Brayton como un ciclo de flujo discontinuo, en el que el gas debía comprimirse mediante un cilindro y un pistón.

Una vez delineadas las características del ciclo, el primer intento relevante por llevarlo a la práctica se produjo en 1872, cuando George Brayton patentó su Ready Motor. En su patente, basada en un motor de pistones de flujo discontinuo, la compresión se realizaría en un cilindro, tras lo cual el aire comprimido, que habría pasado a una cámara de calentamiento, se calentaría por una fuente de calor externa, para finalmente expandirse en el cilindro de expansión, produciendo un trabajo. El motor presentaba importantes problemas, al no poder garantizar a la perfección la constancia de la presión en la etapa de calentamiento del aire comprimido. Igualmente, y tal y como había previsto Joule, los motores de Brayton, para desarrollar una potencia razonable, debían de ser extremadamente grandes, con lo que, aunque llegarían a comercializarse, nunca gozaron de gran difusión.

En la actualidad, el ciclo Brayton se asocia al motor de turbina de gas, si bien Brayton jamás diseñó otra cosa que un motor de pistones. Aunque el fluido termodinámico sufre los mismos procesos que aquellos a los que se sometía en su versión de motor de pistones, la turbina de gas presenta la característica diferencial de que es un motor de flujo continuo. Ello implica que el fluido, habitualmente aire, es continuamente admitido y continuamente expulsado del motor, a diferencia de los motores de pistones, en los que la admisión y la expulsión es intermitente.

El desarrollo de la turbina de gas se produce básicamente a principios del siglo XX, y es consecuencia de solucionar la principal problemática técnica asociada al ciclo Brayton, a saber, la etapa de compresión. La compresión de un fluido compresible no es sencilla: los motores de pistones solventan el problema confinando al gas en una cámara cerrada –el cilindro–, y reduciendo el volumen de la misma por medio de un pistón, lo cual produce un incremento de la presión; sin embargo, ello conduce a motores esencialmente pesados y de grandes dimensiones para grandes potencias, al requerirse una elevada inercia mecánica para poder garantizar su funcionamiento de manera continuada. La turbina de gas emplea, por el contrario, un compresor, consistente en uno o varios escalones de álabes rotatorios que empujan al aire, transmitiéndole una energía cinética que primero lo acelera y luego, por medio de unos álabes fijos, lo frenan para convertir el exceso de energía en presión. Como quiera que tal proceso implica trasladar a un fluido de una zona de bajas presiones a otra de altas presiones, proceso el cual poco favorecido por la termodinámica, la compresión de esa manera resultaba muy problemática y poco efectiva en el siglo XIX. Con el avance de la técnica, el desarrollo de nuevos materiales y la cada vez mejor comprensión de la mecánica de fluidos, a principios del siglo XX comenzaron a producirse los primeros compresores realmente eficaces, y no se tardó en plantear la construcción de las primeras turbinas de gas.

En estos dispositivos, la compresión venía seguida de una combustión interna en una rudimentaria cámara de combustión, en la que se añadía combustible al aire comprimido para quemarlo, y la expansión se desarrollaba en una turbina, produciéndose un trabajo mecánico parte del cual se empleaba en accionar el compresor, y la remanente en accionar un generador eléctrico o algún otro dispositivo que requiriese trabajo mecánico.

La aplicación de la turbina de gas basada en el ciclo Brayton a la propulsión aérea se debe al ingeniero inglés Frank Whittle, quien en 1927 patentó la idea y la propuso a la fuerza aérea inglesa. Una serie de expertos liderados por Alan Arnold Griffith habían estudiado en los años anteriores las posibilidades técnicas de la turbina de gas como medio de propulsión aérea, aunque su idea se basaba en emplear el trabajo mecánico obtenido para accionar una hélice. Whittle, por el contrario, proponía disponer de un ciclo Brayton tal que no se produjera ningún trabajo mecánico neto, de manera que la turbina generara tan solo la energía suficiente como para accionar el compresor. La propulsión se produciría, según él, debido a la elevada velocidad de los gases a la salida de la turbina, formándose un chorro propulsivo que generaría sobre el motor una fuerza de empuje.

La idea de Whittle fue planteada casi al mismo tiempo por el alemán Hans von Ohain. Durante la Segunda Guerra Mundial se produciría una frenética carrera entre ambos bandos por el desarrollo de los primeros motores a reacción. Tras esta, la turbina de gas basada en el ciclo de Brayton pasaría a dominar como sistema propulsivo de aeronaves, al tiempo que continuaría siendo aplicada dentro de la industria de generación. Igualmente, tiene aplicación como motor marino, en sistemas de bombeo, grandes maquinarias, entre otras, constituyendo en la actualidad una de las máquinas más sofisticadas que existen.

Al emplear como fluido termodinámico el aire, el ciclo Brayton puede operar a temperaturas elevadas, por lo que es idóneo para aprovechar fuentes térmicas de alta temperatura y obtener un alto rendimiento termodinámico.

Sobre el ciclo básico existen variantes que lo complican para mejorar alguna de sus prestaciones, como la potencia o el rendimiento. Ejemplos de estas variantes son el ciclo Brayton con regenerador, el ciclo Brayton de múltiples etapas (de compresión u expansión), o la combinación de un ciclo Brayton con un ciclo Rankine para dar lugar al denominado ciclo combinado.

Para otros usos de este término, véase Carnot.

Esquema de una máquina de Carnot. La máquina absorbe calor desde la fuente caliente T₁ y cede calor a la fría T₂, produciendo trabajo.

El ciclo de Carnot es un ciclo termodinámico que se produce en un equipo o máquina cuando trabaja absorbiendo una cantidad de calor Q₁ de una fuente de mayor temperatura y cediendo un calor Q₂ a la de menor temperatura produciendo un trabajo sobre el exterior.

El rendimiento de este ciclo viene definido por

$${\displaystyle \eta =1-\frac{T_2}{T_1}}$$

y, como se verá adelante, es mayor que el producido por cualquier máquina que funcione cíclicamente entre las mismas fuentes de temperatura. Una máquina térmica que realiza este ciclo se denomina máquina de Carnot.

Como todos los procesos que tienen lugar en el ciclo ideal son reversibles, el ciclo puede invertirse y la máquina absorbería calor de la fuente fría y cedería calor a la fuente caliente, teniendo que suministrar trabajo a la máquina. Si el objetivo de esta máquina es extraer calor de la fuente fría (para mantenerla fría) se denomina máquina frigorífica, y si es ceder calor a la fuente caliente, bomba de calor.

Fue publicado por Sadi Carnot en 1824 en su único libro Réflexions sur la puissance motrice du feu et sur les machines propres à développer cette puissance^[1] (Reflexiones sobre la potencia motriz del fuego y sobre las máquinas propias a desarrollar esta potencia) y permitió abrir el camino para la formulación de la segunda ley de la termodinámica.

El ciclo de Carnot

Ciclo de Carnot en el diagrama de Clapeyron (P y V)
- AB: expansión isoterma;
- BC: expansión adiabática;
- CD: compresión isoterma;
- DA: compresión adiabática.

Ciclo de Carnot para un cuerpo difuso en el diagrama de Clapeyron:
- AB : evaporización completa;
- BC: expansión adiabática;
- CD: licuefacción parcial;
- DA: compresión adiabática y licuefacción del vapor presente en D.

Ciclo de Carnot en un diagrama temperatura-entropía.
- AB: expansión isoterma;
- BC: expansión adiabática;
- CD: compresión isoterma;
- DA: compresión adiabática.

El ciclo de Carnot consta de cuatro etapas: dos procesos isotermos (a temperatura constante) y dos adiabáticos (aislados térmicamente). Las aplicaciones del Primer principio de la termodinámica están escritos acorde con el Criterio de signos termodinámico.

Expansión isoterma (proceso A → B en el diagrama): Se parte de una situación en que el gas se encuentra al mínimo volumen del ciclo y a temperatura T₁ de la fuente caliente. En este estado se transfiere calor al cilindro desde la fuente de temperatura T₁, haciendo que el gas se expanda. Al expandirse, el gas tiende a enfriarse, pero absorbe calor de T₁ y mantiene su temperatura constante. Al tratarse de un gas ideal, al no cambiar la temperatura tampoco lo hace su energía interna, y despreciando los cambios en la energía potencial y la cinética, a partir de la 1.ª ley de la termodinámica se observa que todo el calor transferido es convertido en trabajo:

 ;\ U_{12}=0\ \Longrightarrow \ 0=U_{12}=Q_{12}-W_{12}\ \Longrightarrow \ W_{12}=Q_{12}\ \Longrightarrow \ W_{12}>0}

Desde el punto de vista de la entropía, ésta aumenta en este proceso: por definición, una variación de entropía viene dada por el cociente entre el calor transferido y la temperatura de la fuente en un proceso reversible: ${\displaystyle dS=\frac{\delta Q}{T}{|}_{rev}}$. Como el proceso es efectivamente reversible, la entropía aumentará, .

Expansión adiabática (B → C): La expansión isoterma termina en un punto tal que el resto de la expansión pueda realizarse sin intercambio de calor. A partir de aquí el sistema se aísla térmicamente, con lo que no hay transferencia de calor con el exterior. Esta expansión adiabática hace que el gas se enfríe hasta alcanzar exactamente la temperatura T₂ en el momento en que el gas alcanza su volumen máximo. Al enfriarse disminuye su energía interna, con lo que utilizando un razonamiento análogo al anterior proceso:

 ;\ U_{23}<0\ \Longrightarrow \ U_{23}=-W_{23}\Longrightarrow \ W_{23}>0}

Esta vez, al no haber transferencia de calor, la entropía se mantiene constante: ${\displaystyle S_{23}=0}$

Compresión isoterma (C → D): Se pone en contacto con el sistema la fuente de calor de temperatura T₂ y el gas comienza a comprimirse, pero no aumenta su temperatura porque va cediendo calor a la fuente fría. Al no cambiar la temperatura tampoco lo hace la energía interna, y la cesión de calor implica que hay que hacer un trabajo sobre el sistema

 ;\ U_{34}=0\ \Longrightarrow \ 0=U_{34}=Q_{34}-W_{34}\ \Longrightarrow \ W_{34}=Q_{34}\ \Longrightarrow \ W_{34}<0}

Al ser el calor negativo, la entropía disminuye:

Compresión adiabática (D → A): Aislado térmicamente, el sistema evoluciona comprimiéndose y aumentando su temperatura hasta el estado inicial. La energía interna aumenta y el calor es nulo, habiendo que comunicar un trabajo al sistema:

 ;\ U_{41}>0\ \Longrightarrow \ U_{41}=-W_{41}\Longrightarrow \ W_{41}<0}

Al ser un proceso adiabático, no hay transferencia de calor, por lo tanto la entropía no varía: ${\displaystyle S_{41}=0}$

Trabajo del ciclo

Por convención de signos, un signo negativo significa lo contrario. Es decir, un trabajo negativo significa que el trabajo es realizado sobre el sistema.

Con este convenio de signos el trabajo obtenido deberá ser, por lo tanto, negativo. Tal como está definido, y despreciando los cambios en energía mecánica, a partir de la primera ley:

${\displaystyle dU=\delta Q-\delta W⟹\delta W=\delta Q-dU⟹W=\oint \delta Q-dU}$

Como dU (diferencial de la energía interna) es una diferencial exacta, el valor de U es el mismo al inicio y al final del ciclo, y es independiente del camino, por lo tanto la integral de dU vale cero, con lo que queda

.

Por lo tanto, en el ciclo el sistema ha realizado un trabajo sobre el exterior.

Teoremas de Carnot

1. No puede existir una máquina térmica que funcionando entre dos fuentes térmicas dadas tenga mayor rendimiento que una de Carnot que funcione entre esas mismas fuentes térmicas.

Para demostrarlo se supondrá que no se cumple el teorema, y se verá que el no cumplimiento transgrede el segundo principio de la termodinámica. Se tienen pues dos máquinas, una llamada X y otra, de Carnot, R, operando entre las mismas fuentes térmicas y absorbiendo el mismo calor de la caliente. Como se supone que , y por definición

 ;\ \eta _{R}={\frac {W_{R}}{Q_{1}}}\ \Longrightarrow \ W_{X}>W_{R}\ ,\ Q_{2X}<Q_{2R}},

donde ${\displaystyle W}$ y ${\displaystyle Q_2}$ denotan el trabajo producido y el calor cedido a la fuente fría respectivamente, y los subíndices la máquina a la que se refieren.

Como R es reversible, se le puede hacer funcionar como máquina frigorífica. Como , la máquina X puede suministrar a R el trabajo ${\displaystyle W_R}$ que necesita para funcionar como máquina frigorífica, y X producirá un trabajo neto ${\displaystyle W_X-W_R}$. Al funcionar en sentido inverso, R está absorbiendo calor ${\displaystyle Q_{2R}}$ de la fuente fría y está cediendo calor ${\displaystyle Q_1}$ a la caliente.

El sistema formado por las dos máquinas funciona cíclicamente realizando un trabajo ${\displaystyle W_X-W_R}$ e intercambiando un calor ${\displaystyle Q_{2X}-Q_{2R}}$ con una única fuente térmica, lo cual va en contra del segundo principio de la termodinámica. Por lo tanto:

${\displaystyle {\eta }_X\le {\eta }_R}$

2. Dos máquinas reversibles operando entre las mismas fuentes térmicas tienen el mismo rendimiento.

Igual que antes, se supone que no se cumple el teorema y se verá que se violará el segundo principio. Sean R₁ y R₂ dos máquinas reversibles, operando entre las mismas fuentes térmicas y absorbiendo el mismo calor de la caliente, con distintos rendimientos. Si es R₁ la de menor rendimiento, entonces .

Invirtiendo R₁, la máquina R₂ puede suministrarle el trabajo ${\displaystyle W_{R_1}}$ para que trabaje como máquina frigorífica, y R₂ producirá un trabajo ${\displaystyle W_{R_2}-W_{R_1}}$.

El sistema formado por las dos máquinas funciona cíclicamente realizando un trabajo ${\displaystyle W_{R_2}-W_{R_1}}$ e intercambiando un calor ${\displaystyle Q_{2R_2}-Q_{2R_1}}$ con una única fuente térmica, lo cual va en contra de la segunda ley. Por lo tanto:

${\displaystyle {\eta }_{R_1}={\eta }_{R_2}}$

Rendimiento

A partir del segundo teorema de Carnot se puede decir que, como dos máquinas reversibles tienen el mismo rendimiento, éste será independiente de la sustancia de trabajo de las máquinas, las propiedades o la forma en la que se realice el ciclo. Tan solo dependerá de las temperaturas de las fuentes entre las que trabaje. Si se tiene una máquina que trabaja entre fuentes a temperatura T₁ y T₂, el rendimiento será una función de las dos como variables:

${\displaystyle \eta =1-\frac{Q_2}{Q_1}=\varphi (T_1,T_2)⟹\frac{Q_1}{Q_2}=\frac{1}{1-\varphi (T_1,T_2)}=f(T_1,T_2)}$.

Por lo tanto, el cociente entre los calores transferidos es función de las temperaturas de las fuentes. Nótese que como, por la segunda ley de la termodinámica, el rendimiento nunca puede ser igual a la unidad, la función f está siempre definida.

Considérense ahora tres máquinas que trabajan entre fuentes a temperaturas tales que . La primera máquina trabaja entre las fuentes 1 y 2, la segunda entre 1 y 3, y la tercera entre 3 y 2, de modo que desde cada fuente se intercambia el mismo calor con las máquinas que actúan sobre ella. Es decir, tanto la primera máquina como la segunda absorben un calor Q₁, la primera y la tercera ceden y absorben Q₂ respectivamente y la segunda y la tercera ceden Q₃. De la ecuación anterior se puede obtener, aplicada a cada máquina:

${\displaystyle \frac{Q_1}{Q_2}=f(T_1,T_2);\frac{Q_1}{Q_3}=f(T_1,T_3);\frac{Q_3}{Q_2}=f(T_3,T_2)}$ ;\ {\frac {Q_{1}}{Q_{3}}}=f(T_{1},T_{3})\ ;\ {\frac {Q_{3}}{Q_{2}}}=f(T_{3},T_{2})}

Aplicando relaciones matemáticas se observa cierta transitividad:

${\displaystyle \frac{Q_1}{Q_2}=\frac{Q_1}{Q_3}\frac{Q_3}{Q_2}⟹f(T_1,T_2)=f(T_1,T_3)f(T_3,T_2)}$

Como el primer miembro es función solamente de T₁ y T₂, también lo será el segundo miembro, independientemente de T₃. Para que eso se cumpla f debe ser de la forma:

${\displaystyle f(T_i,T_j)=\frac{\mathrm{\Phi }(T_i)}{\mathrm{\Phi }(T_j)}⟹\frac{Q_1}{Q_2}=\frac{\mathrm{\Phi }(T_1)}{\mathrm{\Phi }(T_2)}}$

De las distintas funciones que satisfacen esa condición, la más sencilla es la propuesta por Kelvin, ${\displaystyle \mathrm{\Phi }(T)=T}$, con lo que el cociente entre calores queda:

${\displaystyle \frac{Q_1}{Q_2}=\frac{T_1}{T_2}}$

y trasladando este cociente a la definición de rendimiento:

${\displaystyle \eta =1-\frac{T_2}{T_1}}$

Otra forma de llegar a este resultado es por medio de la entropía, definida como ${\displaystyle dS=\frac{\delta Q}{T}{|}_{rev}}$. De ahí se puede sacar los calores transferidos en los procesos 1 → 2 y 3 → 4:

${\displaystyle \delta Q=TdS⟹Q=\int TdS}$

${\displaystyle Q_1={\int }_1^2{T}_{1}dS=T_1(S_B-S_A)}$

${\displaystyle Q_2={\int }_3^4{T}_{2}dS=T_2(S_A-S_B)=-T_2(S_B-S_A)}$

Como puede observarse, el calor transferido con la primera fuente es positivo y con la segunda negativo, por el convenio de signos adoptado.

Teniendo en cuenta que para calcular el rendimiento de un ciclo se utilizan los valores absolutos de los trabajos y calores,

${\displaystyle \frac{Q_2}{Q_1}=\frac{T_2(S_B-S_A)}{T_1(S_B-S_A)}=\frac{T_2}{T_1}}$

se tiene finalmente el resultado deseado:

${\displaystyle \eta =1-\frac{T_2}{T_1}}$.

Ciclo real

Todos los procesos reales tienen alguna irreversibilidad, ya sea mecánica por rozamiento, térmica o de otro tipo. Sin embargo, las irreversibilidades se pueden reducir, pudiéndose considerar reversible un proceso cuasiestático y sin efectos disipativos. Los efectos disipativos se reducen minimizando el rozamiento entre las distintas partes del sistema y los gradientes de temperatura; el proceso es cuasiestático si la desviación del equilibrio termodinámico es a lo sumo infinitesimal, esto es, si el tiempo característico del proceso es mucho mayor que el tiempo de relajación (el tiempo que transcurre entre que se altera el equilibrio hasta que se recupera). Por ejemplo, si la velocidad con la que se desplaza un émbolo es pequeña comparada con la del sonido del gas, se puede considerar que las propiedades son uniformes espacialmente, ya que el tiempo de relajación mecánico es del orden de V^1/3/a (donde V es el volumen del cilindro y a la velocidad del sonido), tiempo de propagación de las ondas de presión, mucho más pequeño que el tiempo característico del proceso, V^1/3/w (donde w es la velocidad del émbolo), y se pueden despreciar las irreversibilidades.

Si se hace que los procesos adiabáticos del ciclo sean lentos para minimizar las irreversibilidades se hace imposible frenar la transferencia de calor. Como las paredes reales del sistema no pueden ser completamente adiabáticas, el aislamiento térmico es imposible, sobre todo si el tiempo característico del proceso es largo. Además, en los procesos isotermos del ciclo existen irreversibilidades inherentes a la transferencia de calor. Por lo tanto, es imposible conseguir un ciclo real libre por el primer teorema de Carnot la eficiencia será menor que un ciclo ideal.

El ciclo Miller es una variación del ciclo Otto en la que se utiliza un cilindro más grande de lo habitual, se aumenta la relación de compresión mediante un compresor mecánico y se cambian los momentos de apertura y cierre de las válvulas de escape. Otra modificación es la utilización de un intercooler en la admisión. Se trata de un proceso de combustión usado en motores de cuatro tiempos de combustión interna. Fue patentado por el ingeniero estadounidense Ralph Miller en 1957.

Este tipo de motor fue usado por primera vez en embarcaciones y en plantas de energía, pero fue adaptado por Mazda para su motor KJ-ZEM V6, usado en el sedán Millenia. Recientemente, Subaru combinó el ciclo Miller en una disposición horizontal de 4 cilindros para un motor híbrido "Turbo Parallel Hybrid", para su automóvil B5-TPH.

Tradicionalmente el motor de ciclo Otto usa cuatro tiempos (cuatro carreras de pistón para completar un ciclo), de los que existen dos con alta potencia: alto consumo de potencia en la compresión, y alta producción de potencia en la explosión. Gran parte de la pérdida interna de potencia en un motor se debe a la energía requerida para efectuar la compresión de la mezcla de combustible en el tiempo de compresión, por lo que sistemas que puedan reducir este consumo de energía pueden otorgar una mayor eficiencia.

Diferencias con el ciclo Otto

En el ciclo Miller, la válvula de admisión se mantiene más tiempo abierta que en un motor de ciclo Otto. El tiempo de compresión está dividido en dos etapas:

• 1.ª parte: cuando la válvula de admisión continúa abierta mientras el pistón ya está subiendo debido a un retraso al cierre de admisión mayor que en el ciclo Otto convencional.

• 2.ª parte: cuando la válvula de admisión se cierra con aproximadamente un tercio de la carrera ascendente del pistón ya recorrida y se produce la compresión efectiva. Esta compresión dividida crea un llamado quinto tiempo, que es el reflujo de parte de la mezcla del cilindro al colector de admisión.

Esta pérdida de carga de aire podría provocar una pérdida de potencia. Sin embargo, en el ciclo Miller el cilindro es sobrealimentado por una carga de aire proveniente de un compresor volumétrico tipo tornillo o Roots, con el que se empuja aire al colector de admisión. El compresor tradicionalmente se utilizaría para producir empuje a velocidades relativamente bajas del motor; sin embargo, disminuye el par disponible a bajas revoluciones del motor, puesto que le roba potencia mecánica al cigüeñal para ser arrastrado.

Un aspecto clave del ciclo Miller es que el tiempo de compresión comienza solo después de que el pistón ha eliminado su carga "extra" y la válvula de admisión se cierra. La apertura dura aproximadamente el 20 % o 30 % del transcurso inicial del tiempo de compresión. De esta forma, la compresión real sucede aproximadamente en un 70 % a 80 % del tiempo total de compresión, después de la apertura. El pistón consigue los mismos niveles de compresión de un motor de ciclo Otto, pero con menos trabajo, ya que una parte de la compresión total se ha logrado mediante el compresor volumétrico.

Equilibrio en la eficiencia

El ciclo Miller aumenta su potencia en la medida en que el compresor volumétrico pueda comprimir la mezcla empleando menos energía que la requerida por el pistón para hacer el mismo trabajo.

De la compresión total de la mezcla en la culata cuando el pistón está en punto muerto superior, El compresor volumétrico es más eficiente generando baja compresión de la mezcla en el colector de admisión (algo parecido a la precompresión en el cárter generada en un motor de dos tiempos). El pistón es usado para generar los niveles más altos de compresión, donde resulta más efectivo que el compresor volumétrico.

Así, en el ciclo Miller la compresión total resulta de la PREcompresión efectuada por el compresor volumétrico para la masa de aire que entra al cilindro, sumada a la segunda compresión que efectúa el pistón en el interior del cilindro, logrando así que la fuerza que el pistón debe ejercer para lograr la compresión total de la mezcla en la culata sea menor que en un motor de ciclo Otto que trabaje a la misma presión. El equilibrio en la eficiencia depende de la cantidad de energía que consuma el compresor volumétrico y del aumento del rendimiento termodinámico logrado en el interior del cilindro. En total, el arrastre del compresor reduce la potencia útil del motor entre un 10 % y un 15 %. Para optimizar este ciclo térmodinámico, la producción exitosa de motores ha requerido del uso de colectores de admisión variables, sistemas mixtos de precompresión, (turbo - compresor volumétrico) distribuciones adaptativas para poder regular el retraso al cierre de admisión en función de las necesidades de potencia y rendimiento en cada momento (variable valve timing). Lo cual ha encarecido considerablemente la producción masiva de motores que utilicen este ciclo. Sale más rentable, por un lado, el ciclo Atkinson (se trata del mismo ciclo termodinámico; pero sin precompresión en el colector de admisión, donde prima el rendimiento a regímenes medios sobre la potencia del motor) y, de otro, los motores Otto con inyección directa de gasolina, ya sea estratificada u homogénea, (Sistemas GDI de Mitsubishi motors, HPI de PSA Peugeot-Citroën, FSI y TSI de VAG Volkswagen-Audi).

Eficiencia total del ciclo de encendido

Intercooler en la admisión.

Sobre un motor típico de encendido por chispa (ciclo Otto) el ciclo Miller proporciona un beneficio adicional. El aire de admisión primero es comprimido por el compresor volumétrico, y luego enfriado por un intercooler. Esta temperatura de entrada de aire en el interior del cilindro más baja, junto con la mayor densidad del aire debida a la PREcompresión en el colector de admisión, hace que la temperatura que alcanza la mezcla al final de la carrera de compresión sea considerablemente más baja. Esto da margen al punto de encendido para que salte la chispa sin que llegue a detonar la mezcla o a autoencenderse antes de tiempo, incrementando la eficiencia total del ciclo termodinámico Miller.

La eficiencia es incrementada al elevar la compresión del motor. En un motor de gasolina común, la relación de compresión varía entre 6,5:1 a 10:1 en automóviles, y se limita a estas cifras, ya que altos niveles producirían autoencendido de la mezcla que se comprime por efecto del incremento de la temperatura del gas cuando es comprimido, lo cual en motores de alta compresión se evita usando gasolina de alto octanaje. El tiempo de compresión reducido del ciclo Miller permite que sea posible una compresión total más elevada, obteniendo más rendimiento sin llegar al empleo de gasolinas especiales.

Sin embargo, los beneficios de la utilización de compresores volumétricos tiene su costo. Entre un 15 % y un 20 % de la energía generada por un motor sobrealimentado mecánicamente es usualmente requerida para hacer trabajar el propio compresor volumétrico.

En consecuencia, la eficiencia total del motor resulta de un delicado equilibrio, en el que la energía mecánica consumida por el compresor volumétrico para funcionar no sea mayor que el aumento de rendimiento dentro del motor.