Теоре́ма О́нсагера (принцип Онсагера), один из основных законов термодинамики необратимых процессов, согласно которому кинетические коэффициенты $L_{ik}$ обладают свойством симметрии $L_{ik}=L_{ki}.$ Сформулирована Л. Онсагером в 1931 г.

В термодинамических системах, в которых присутствуют градиенты температуры, концентраций компонентов, химических потенциалов, возникают необратимые процессы, характеризуемые тепловыми и диффузионными потоками, скоростями химических реакций и другими параметрами, называемыми общим термином «потоки». Эти потоки обозначаются $J_i (i=1,2,\dots).$ Вызывающие их причины (отклонения термодинамических параметров от равновесных значений) называют термодинамическими силами $X_k (k=1,2,\dots).$ В рамках линейной неравновесной термодинамики кинетические коэффициенты $L_{ik}$ определяют связь между $X_k$ и $J_i$ в виде линейной формы $J_i=\sum_k L_{ik}X_k ,$ причём в силу теоремы Онсагера cумма по всем индексам $i$ и $k$ может быть ограничена только значениями $i \leq k.$ При действии на физическую систему внешнего магнитного поля напряжённостью $\boldsymbol H$ или при вращении системы как целого с угловой скоростью $\boldsymbol \omega$ соотношение симметрии кинетических коэффициентов приобретает более общий вид: $L_{ik}(\boldsymbol H)=L_{ki}(- \boldsymbol H), L_{ik}(\boldsymbol \omega)=L_{ki}(- \boldsymbol \omega)$ (т. н. соотношения взаимности Онсагера).

На основе теоремы Онсагера можно получить количественное выражение второго начала термодинамики применительно к стационарным неравновесным процессам вблизи состояния термодинамического равновесия. Локальная скорость роста $\sigma$ избыточной неравновесной энтропии даётся неотрицательно определённой билинейной формой $\sigma=\sum_i J_iX_i=\sum_{i,k}L_{ik}X_iX_k,$ равной нулю лишь в состоянии термодинамического равновесия, когда все $X_i=0.$ В соответствии с более общей теоремой Гленсдорфа – Пригожина величина $\sigma$ в теории Онсагера имеет минимально возможное значение.

Теорема Онсагера является следствием микроскопической обратимости динамических уравнений движения, т. е. их инвариантности относительно замены знака времени (или скорости $\boldsymbol v)$ на обратный для всех частиц системы, а также относительно изменения знака векторов $\boldsymbol H$ и $\boldsymbol \omega.$ Последнее необходимо для того, чтобы силы Лоренца и Кориолиса, пропорциональные векторным произведениям$[\boldsymbol v \boldsymbol H]$ и $[\boldsymbol v \boldsymbol \omega]$, оставались неизменными по величине и направлению. Теорема Онсагера справедлива и в более общем случае, когда отклонение системы от состояния термодинамического равновесия определяется параметрами не только симметричными, но и антисимметричными относительно обращения времени. В этом случае доказательство теоремы Онсагера основывается на термодинамической теории флуктуаций, дополненной гипотезой Онсагера об одинаковом характере временнóй эволюции неравновесных макроскопических средних величин и «рассасывании» равновесных термодинамических флуктуаций.

Теорема Онсагера позволяет устанавливать связи между термодинамическими коэффициентами прямых и обратных перекрёстных (недиагональных, при $i \neq k )$термодинамических процессов (например, явление термодиффузии и эффект Дюфура). Современная статистическая теория необратимых процессов даёт обоснование феноменологической теории Онсагера (в том числе теоремы Онсагера) посредством т. н. формул Грина – Кубо, выражающих кинетические коэффициенты $L_{ik}$ через временны́е корреляционные функции потоков $J_i$ и $J_k$ и удовлетворяющих соотношениям взаимности Онсагера.