Kettenlinie (Mathematik)

Eine Kettenlinie (auch Seilkurve, Katenoide oder Kettenkurve, englisch catenary oder funicular curve) ist eine mathematische Kurve, die den Durchhang einer an ihren Enden aufgehängten Kette unter dem Einfluss der Schwerkraft beschreibt. Es handelt sich um eine elementare mathematische Funktion, den Cosinus hyperbolicus, kurz cosh.

Mathematische Beschreibung

Die Funktion y = a cosh(x/a) für unterschiedliche Werte von a

Herleitung über das Minimum der potentiellen Energie

Die Berechnung der Kettenlinie ist ein klassisches Problem der Variationsrechnung. Man denkt sich ein Seil von gewisser Masse und Länge, das an seinen Enden aufgehängt ist. Die Seilkurve ist das Ergebnis der kleinstmöglichen potentiellen Energie des Seils. Das versucht man rechnerisch nachzuvollziehen.

Dazu benötigt man den mathematischen Ausdruck für die potentielle Energie. Er ist eine Verfeinerung des bekannten „Gewicht mal Höhe“ $mgh$ . Die Verfeinerung besteht darin, dass die Energie für „alle Teile“ des Seils getrennt ausgewertet und zum Schluss summiert wird. Das ist notwendig, weil die Teile des Seils sich auf unterschiedlichen Höhen befinden. Die gedankliche Zerlegung des Seils in immer kleinere Teile macht aus der Summe ein Integral. Die Höhe $h$ aus $mgh$ wird durch die gesuchte Funktion $y(x)$ ersetzt, die Masse $m$ durch die Masse $\mathrm {d} m$ des Seilstücks über dem Intervall $[x,x+\mathrm {d} x]$ ; nach Pythagoras ist dies:

\mathrm {d} m=\mu {\sqrt {(\mathrm {d} x)^{2}+(\mathrm {d} y)^{2}}}=\mu {\sqrt {1+\left({\frac {\mathrm {d} y}{\mathrm {d} x}}\right)^{2}}}\,\mathrm {d} x=\mu {\sqrt {1+y'^{2}}}\,\mathrm {d} x

wobei $\mu$ die Masse je Meter ist. Wenn das Seil an den Stellen $x_{1}$ , $x_{2}$ aufgehängt ist, ergibt sich demnach die Energie („Gewicht mal Höhe“) als

E=\mu g\,\int _{x_{1}}^{x_{2}}\mathrm {d} x\;y\,{\sqrt {1+y'^{2}}}

Eine ähnliche Überlegung führt auf den Ausdruck für die Länge des Seils:

l=\int _{x_{1}}^{x_{2}}\mathrm {d} x{\sqrt {1+y'^{2}}}

Die Energie ist zu minimieren, die Länge ist jedoch vorgegeben. Man bringt dies unter einen Hut durch einen Lagrange-Multiplikator $\mu gy_{0}$ , das heißt, man minimiert nun den Ausdruck

E\,-\,\mu gy_{0}\,l=\mu g\,\int _{x_{1}}^{x_{2}}\mathrm {d} x\,{\sqrt {1+y'^{2}}}\,(y\,-y_{0})

Die Variation ergibt die Differentialgleichung (Euler-Lagrange-Gleichung):

(y-y_{0})\,y''\,-\,y'^{2}\,=\,1

→ Nutze das Schaltfeld rechts zum Anzeigen der detaillierten Herleitung der Kettenlinien-Differentialgleichung →

Im Detail funktioniert dies wie folgt: Gesucht wird das Minimum des Energiefunktionals

E:C^{\infty }([x_{1},x_{2}],\mathbb {R} )\longrightarrow \mathbb {R} ,\ y\longmapsto \int \limits _{x_{1}}^{x_{2}}y{\sqrt {1+y'^{2}}}\mathrm {d} x

unter der Nebenbedingung dass die Länge

l:C^{\infty }([x_{1},x_{2}],\mathbb {R} )\longrightarrow \mathbb {R} ,\ y\longmapsto \int \limits _{x_{1}}^{x_{2}}{\sqrt {1+y'^{2}}}\mathrm {d} x

konstant bleibt. Mit der Methode der Lagrange-Multiplikatoren lässt sich dies elegant ausdrücken: Ist $L>0$ die vorgegebene Länge, so suchen wir das Minimum des Funktionals

F:C^{\infty }([x_{1},x_{2}],\mathbb {R} )\times \mathbb {R} \longrightarrow \mathbb {R} ,\ (y,\lambda )\longmapsto E(y)+\lambda (l(y)-L).

Im vorliegenden Problem sind Anfangs- und Endpunkt der gesuchten Kurve $y\in C^{\infty }([x_{1},x_{2}],\mathbb {R} )$ fest, d. h. bei festem Punkt ist einzig die Veränderung von $F$ in Richtung endpunkterhaltender Variationen von Interesse. Mit anderen Worten: Sei

C_{0}^{\infty }([x_{1},x_{2}],\mathbb {R} ):=\{\xi \in C^{\infty }([x_{1},x_{2}],\mathbb {R} ):\xi (x_{1})=\xi (x_{2})=0\}

der Raum der Testfunktionen und $r\in \mathbb {R}$ , dann ist die (Gateaux-)Ableitung von $F$ am Punkt $(y,\lambda )$ in Richtung $(\xi ,r)$ gegeben durch:

{\begin{aligned}\mathrm {D} F_{(y,\lambda )}(\xi ,r)&:=\left.{\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} \varepsilon }}F(y+\varepsilon \xi ,\lambda +\varepsilon r)\right|_{\varepsilon =0}\\&=\left.{\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} \varepsilon }}E(y+\varepsilon \xi )\right|_{\varepsilon =0}+\left.{\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} \varepsilon }}(\lambda +\varepsilon r)\cdot (l(y+\varepsilon \xi )-L)\right|_{\varepsilon =0}\\&=\left.{\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} \varepsilon }}E(y+\varepsilon \xi )\right|_{\varepsilon =0}+\left.\left(r\cdot (l(y+\varepsilon \xi )-L)+(\lambda +\varepsilon r)\cdot {\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} \varepsilon }}(l(y+\varepsilon \xi )-L)\right)\right|_{\varepsilon =0}\end{aligned}}

In der letzten Zeile wurde die Produktregel genutzt. Rechnen zeigt nun

{\begin{aligned}\left.{\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} \varepsilon }}E(y+\varepsilon \xi )\right|_{\varepsilon =0}&=\int \limits _{x_{1}}^{x_{2}}\left.{\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} \varepsilon }}\left((y+\varepsilon \xi ){\sqrt {1+(y'+\varepsilon \xi ')^{2}}}\right)\right|_{\varepsilon =0}\mathrm {d} x\\&=\int \limits _{x_{1}}^{x_{2}}\left.\left(\xi {\sqrt {1+(y'+\varepsilon \xi ')^{2}}}+(y+\varepsilon \xi ){\frac {1}{2}}{\frac {2(y'+\varepsilon \xi ')\xi '}{\sqrt {1+(y'+\varepsilon \xi ')^{2}}}}\right)\right|_{\varepsilon =0}\mathrm {d} x\\&=\int \limits _{x_{1}}^{x_{2}}\xi {\sqrt {1+y'^{2}}}+y{\frac {y'\xi '}{\sqrt {1+y'^{2}}}}\mathrm {d} x,\end{aligned}}

sowie

{\begin{aligned}\left.{\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} \varepsilon }}(l(y+\varepsilon \xi )-L)\right|_{\varepsilon =0}&=\int \limits _{x_{1}}^{x_{2}}{\frac {y'\xi '}{\sqrt {1+y'^{2}}}}\mathrm {\mathrm {d} } x,\end{aligned}}

also insgesamt

\mathrm {D} F_{(y,\lambda )}(\xi ,r)=\int \limits _{x_{1}}^{x_{2}}\xi {\sqrt {1+y'^{2}}}+{\frac {\xi 'y'(y+\lambda )}{\sqrt {1+y'^{2}}}}\mathrm {d} x+r\cdot (l(y)-L)

Ist $(y,\lambda )$ ein lokales Extremum von $F$ , so erfüllt es die notwendige Bedingung $\mathrm {D} F_{(y,\lambda )}=0$ , d. h. der soeben hergeleitete Ausdruck muss verschwinden für alle Paare $(\xi ,r)$ . Für $\xi =0$ bedeutet dies

r\cdot (l(y)-L)=0\ \forall r\in \mathbb {R} ,

also dass die Nebenbedingung $l(y)=L$ erfüllt ist.

Ist wiederum $r=0$ und $\xi \in C_{0}^{\infty }([x_{1},x_{2}],\mathbb {R} )$ beliebig, so bedeutet $\mathrm {D} F_{(y,\lambda )}(\xi ,0)=0$ dass

\int \limits _{x_{1}}^{x_{2}}\xi {\sqrt {1+y'^{2}}}+{\frac {\xi 'y'}{\sqrt {1+y'^{2}}}}(y+\lambda )\mathrm {d} x=0.

Um dies weiter zu vereinfachen, führen wir die folgende partielle Integration durch:

\int \limits _{x_{1}}^{x_{2}}{\frac {\xi 'y'(y+\lambda )}{\sqrt {1+y'^{2}}}}\mathrm {d} x=\underbrace {\left[\xi {\frac {(y+\lambda )y'}{\sqrt {1+y'^{2}}}}\right]_{x_{1}}^{x_{2}}} _{=0}-\int \limits _{x_{1}}^{x_{2}}\xi \left({\frac {(y+\lambda )y'}{\sqrt {1+y'^{2}}}}\right)'\mathrm {d} x

Dass der erste Term verschwindet, liegt an der Randbedingung $\xi (x_{1})=\xi (x_{2})=0$ . Damit erhalten wir schließlich die Variationsgleichung

$\int \limits _{x_{1}}^{x_{2}}\xi \left({\sqrt {1+y'^{2}}}-\left({\frac {y'(y+\lambda )}{\sqrt {1+y'^{2}}}}\right)'\right)\mathrm {d} x=0\ \forall \xi \in C_{0}^{\infty }([x_{1},x_{2}],\mathbb {R} )$

Aus dem Fundamentallemma der Variationsrechnung folgt, dass dann bereits

{\sqrt {1+y'^{2}}}-\left({\frac {y'(y+\lambda )}{\sqrt {1+y'^{2}}}}\right)'=0

gelten muss. Dieser Ausdruck lässt sich weiter vereinfachen:

{\begin{aligned}{\sqrt {1+y'^{2}}}&=\left({\frac {y'(y+\lambda )}{\sqrt {1+y'^{2}}}}\right)'\\&={\frac {(y''(y+\lambda )+y'^{2})}{\sqrt {1+y'^{2}}}}+{\frac {y'(y+\lambda )}{(1+y'^{2})^{3/2}}}{\frac {-1}{2}}2y'y''\\\end{aligned}}

Multiplikation mit $(1+y'^{2})^{3/2}$ auf beiden Seiten liefert

{\begin{aligned}(1+y'^{2})^{2}&=(y''(y+\lambda )+y'^{2})(1+y'^{2})-y'^{2}(y+\lambda )y''\\&=y''(y+\lambda )+\underbrace {y'^{2}+y'^{4}} _{=(1+y'^{2})^{2}-y'^{2}-1}+\underbrace {y''(y+\lambda )y'^{2}-y'^{2}(y+\lambda y'')} _{=0},\end{aligned}}

also insgesamt die Kettenlinien-DGL:

y''(y+\lambda )-y'^{2}-1=0

Interessanterweise sind in diesem Schritt sowohl die Massengröße $\mu$ als auch die Schwerebeschleunigung $g$ herausgefallen. Ein schweres Seil nimmt somit dieselbe Form an wie ein leichtes, und auf dem Mond ergibt sich trotz anderer Fallbeschleunigung dieselbe Form wie auf der Erde.

Die Lösungen der Gleichung sind die Funktionen

y(x)\,=\,a\cdot \cosh \left({\frac {x-x_{0}}{a}}\right)+y_{0}

Es handelt sich um vergrößerte und verschobene Cosinus-hyperbolicus-Funktionen. $a$ ist der Krümmungsradius im Scheitelpunkt (siehe Abbildung) und zugleich der Vergrößerungsfaktor. $x_{0}$ ist die Verschiebung in $x$ -Richtung, $y_{0}$ die Verschiebung in $y$ -Richtung.

Die konkrete Form, die das Seil letztendlich annimmt, errechnet man, indem man $x_{0}$ , $y_{0}$ und $a$ so anpasst, dass die Kurve durch die Aufhängepunkte geht und die vorgegebene Länge $l$ hat.

Herleitung über das Kräfteparallelogramm

Bei einem Gewichtstück, welches über zwei Halteseile S₁ und S₂ mit den Steigungen t₁ und t₂ an insgesamt zwei Säulen aufgehängt ist, werden die Kräfte an den Seilen durch ein Kräfteparallelogramm mit der Haltekraft F_H als Diagonale beschrieben. Der Vektor der Haltekraft F_H bildet zum Vektor der Gewichtskraft F_G den betragsgleichen Gegenvektor. Das Parallelogramm wird durch den Haltekraftvektor in zwei zueinander kongruente Dreiecke aufgeteilt. Mit dem Sinussatz können die Beträge der zwei Zugkräfte an den Seilen F_S1 und F_S2 berechnet werden:

|{\vec {F}}_{S1}|=|{\vec {F}}_{G}|\sin[{\tfrac {1}{2}}\pi -\arctan(t_{2})]\csc[\arctan(t_{2})-\arctan(t_{1})]

|{\vec {F}}_{S2}|=|{\vec {F}}_{G}|\sin[{\tfrac {1}{2}}\pi +\arctan(t_{1})]\csc[\arctan(t_{2})-\arctan(t_{1})]

Bei zwei gleich schweren Gewichtstücken, welche jeweils mit einem Halteseil an ihre zugehörige Säule aufgehängt und mit einem anderen gemeinsamen Halteseil S_M zueinander verknüpft sind, gilt wegen des Kräftegleichgewichts im mittleren gemeinsamen Seil folgende Gesetzmäßigkeit:

|{\vec {F}}_{G}|\sin[{\tfrac {1}{2}}\pi +\arctan(t_{L})]\csc[\arctan(t_{M})-\arctan(t_{L})]=|{\vec {F}}_{G}|\sin[{\tfrac {1}{2}}\pi -\arctan(t_{R})]\csc[\arctan(t_{R})-\arctan(t_{M})]

\sin[{\tfrac {1}{2}}\pi +\arctan(t_{L})]\sin[\arctan(t_{R})-\arctan(t_{M})]=\sin[{\tfrac {1}{2}}\pi -\arctan(t_{R})]\sin[\arctan(t_{M})-\arctan(t_{L})]

{\frac {t_{R}-t_{M}}{\sqrt {(t_{L}^{2}+1)(t_{M}^{2}+1)(t_{R}^{2}+1)}}}={\frac {t_{M}-t_{L}}{\sqrt {(t_{L}^{2}+1)(t_{M}^{2}+1)(t_{R}^{2}+1)}}}

t_{R}-t_{M}=t_{M}-t_{L}

Dabei ist t_L die Steigung vom Seil S_L, t_M ist die Steigung vom Seil S_M und t_R ist die Steigung vom Seil S_R.

Bei einer Kette aus insgesamt m Seilen und m - 1 gleich schweren Gewichtstücken zwischen den Seilen hat die Differenz von der Steigung eines Seils minus die Steigung des vorgängerischen Seils immer denselben Wert:

t_{2}-t_{1}=t_{3}-t_{2}=t_{n+1}-t_{n}\operatorname {\,mit\,allen} \,n\in \mathbb {N} \leq m-1

Durch die Gleichsetzung aller Seillängen und die Annäherung der Seillängen gegen Null entwickelt sich als Grenzwert m gegen Unendlich die Kette zu einer idealen Kettenkurve. Somit ist bei einer idealen Kettenkurve die Steigung der Kurve linear zur Kurvenlänge. Die Steigung ist also direkt proportional zum Bogenmaß angesetzt am relativen Minimum der Kurve. Diejenige Funktion, welche in ihrem Graph diese direkte Proportionalität zwischen Kurvensteigung und Kurvenlänge aufweist, ist der Cosinus Hyperbolicus. Bei folgender Differentialgleichung wird die Kurvenlänge als Integral des pythagoräischen Nachfolgers der Ableitung und die Steigung als Ableitung selbst angegeben:

\int _{x_{0}}^{x}{\sqrt {\left[{\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} x}}y(x)(x=w)\right]^{2}+1}}\,\mathrm {d} w=a\,{\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} x}}y(x)

y(x)=a\cosh[(x-x_{0})/a]+y_{0}

Länge

Ist die Kettenkurve als Gleichung $y=a\cosh \left({\frac {x}{a}}\right)$ gegeben und verläuft sie durch die Aufhängepunkte $(x_{1},y_{1})$ und $(x_{2},y_{2})$ , dann gilt für die Höhendifferenz $v$ der Punkte:

v:=y_{2}-y_{1}=a\cosh \left({\frac {x_{2}}{a}}\right)-a\cosh \left({\frac {x_{1}}{a}}\right)

und für die Länge $l$ zwischen den Aufhängepunkten der Kettenkurve gilt:

l=\int _{x_{1}}^{x_{2}}{\sqrt {1+y'^{2}}}\mathrm {d} x=\int _{x_{1}}^{x_{2}}{\sqrt {1+\left({\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} x}}a\cosh \left({\frac {x}{a}}\right)\right)^{2}}}\mathrm {d} x=\int _{x_{1}}^{x_{2}}{\sqrt {1+\sinh ^{2}\left({\frac {x}{a}}\right)}}\mathrm {d} x=\int _{x_{1}}^{x_{2}}\cosh \left({\frac {x}{a}}\right)\mathrm {d} x=a\sinh \left({\frac {x_{2}}{a}}\right)-a\sinh \left({\frac {x_{1}}{a}}\right)

Für die Herleitung wurden die Ableitungsfunktion und Stammfunktion von Sinus hyperbolicus und Kosinus hyperbolicus und die Gleichung $\cosh ^{2}x\!\;-\sinh ^{2}x=1$ verwendet. Aus den zwei hergeleiteten Gleichungen und dem Additionstheoremen $\cosh \left(x-y\right)=\cosh(x)\cosh(y)-\sinh(x)\sinh(y)$ und $\cosh \left(2x\right)=2\sinh ^{2}\left(x\right)+1$ folgt:

l^{2}-v^{2}=\left(a\sinh \left({\frac {x_{2}}{a}}\right)-a\sinh \left({\frac {x_{1}}{a}}\right)\right)^{2}-\left(a\cosh \left({\frac {x_{2}}{a}}\right)-a\cosh \left({\frac {x_{1}}{a}}\right)\right)^{2}=2a^{2}\left(\cosh \left({\frac {x_{2}-x_{1}}{a}}\right)-1\right)=4a^{2}\sinh ^{2}\left({\frac {x_{2}-x_{1}}{2a}}\right)

Beispiele

Bestimmungsstücke der Kettenlinie

Beispiel 1

Als Beispiel sei ein zwischen zwei Pfosten (Abstand $w$ ) aufgehängtes Seil der Länge $l$ gegeben (siehe Abbildung). Die Pfosten sind gleich hoch und befinden sich bei $x=-{\tfrac {w}{2}}$ und $x=+{\tfrac {w}{2}}$ , es gilt also $x_{0}=0$ .

Um den Krümmungsradius $a$ zu berechnen, schreiben wir die Seillänge $l$ als Funktion von $a$ :

l=\int _{-w/2}^{w/2}{\sqrt {1+y'^{2}}}\,\mathrm {d} x=2a\,\sinh \left({\frac {w}{2a}}\right)

.

Diese Beziehung legt $a$ in Abhängigkeit von $w$ und $l$ eindeutig fest. Da man keinen geschlossenen Ausdruck für $a$ angeben kann, muss der Wert mit einem numerischen Verfahren zur Lösung nichtlinearer Gleichungen approximativ berechnet werden.

Sind jedoch

h

und

l

gegeben, können

a

und

w

wie folgt geschlossen dargestellt werden.
Wird das Quadrat aus der Gleichung (oben)

\textstyle {\frac {1}{2}}l=a\cdot \sinh \left({\frac {{\frac {1}{2}}w}{a}}\right)

vom Quadrat aus der (unten erwähnten) Gleichung

\textstyle h+a=a\cdot \cosh \left({\frac {{\frac {1}{2}}w}{a}}\right)

subtrahiert, dann ergibt die mit der Differenz entstehende Gleichung

\textstyle a^{2}\cdot \overbrace {\left(\cosh ^{2}\left({\frac {{\frac {1}{2}}w}{a}}\right)-\sinh ^{2}\left({\frac {{\frac {1}{2}}w}{a}}\right)\right)} ^{1}=(h+a)^{2}-\left({\frac {1}{2}}l\right)^{2}

, woraus

w

wegen

\cosh ^{2}(\xi )-\sinh ^{2}(\xi )=1

eliminiert und nach

\textstyle a={\frac {1}{2}}h\cdot \left(\left({\frac {{\frac {1}{2}}l}{h}}\right)^{2}-1\right)

umgestellt werden kann.
Einsetzen dieses

a

in

w=2a\cdot \operatorname {arsinh} \left({\frac {{\frac {1}{2}}l}{a}}\right)

und Umformungen ergeben den gesuchten Ausdruck für den Abstand in geschlossener Form z. B. :

\textstyle w=2h\cdot \left(\left({\frac {l}{2h}}\right)^{2}-1\right)\cdot \operatorname {artanh} \left({\frac {2h}{l}}\right)

oder :

\textstyle l=2h\cdot \left(\left({\frac {w}{2h}}\right)^{2}+1\right)\cdot \operatorname {tanh} \left({\frac {2h}{w}}\right)

.

Zuletzt liest man aus der Abbildung die Bedingung $y({\tfrac {w}{2}})=0$ ab, aus der man $y_{0}$ erhält. Des Weiteren gelten die Beziehungen

{\begin{aligned}{\frac {b}{a}}&=\cosh \left({\frac {w}{2a}}\right)\\b&=h+a,\end{aligned}}

wobei $h$ der „Durchhang“ ist.

Die potentielle Energie dieses Systems beträgt

E=-{\frac {\mu g}{2}}(l\,b-w\,a)

.

Genauer ist dies die Energiedifferenz gegenüber dem Fall, dass sich das Seil komplett auf der Höhe der Aufhängepunkte ( $y=0$ ) befindet.

Symmetrisch aufgehängtes Seil mit Umlenkrolle

Mit Hilfe der Energie kann man die Kraft $F$ in den Aufhängepunkten berechnen. Hierzu stellt man sich vor, dass das Seil in einem Aufhängepunkt über eine Umlenkrolle läuft, die die Kraft in horizontale Richtung umlenkt. Um das Seil wie abgebildet um eine sehr kleine Strecke $ds$ hinauszuziehen, muss man die Energie $dE=Fds$ aufwenden. Diese kann man berechnen und erhält so die Kraft $F={\tfrac {dE}{ds}}$ . Zur Berechnung von $dE$ vergleicht man die Energie des ursprünglichen Seils mit der des um $ds$ verkürzten Seiles. Das Ergebnis ist überraschend einfach, nämlich

F=\mu gb=\mu g(h+a)={\frac {mg}{2}}\coth \left({\frac {w}{2a}}\right)

mit $m=\mu \,l$ . Dieselbe Formel kann man auch auf Teilstücke des Seils anwenden. Da die Teilstücke alle denselben Krümmungsradius $a$ haben, aber für kleine Teilstücke (unten im Tal) der Durchhang $h$ vernachlässigbar wird, besteht im Tal des Seiles die Seilspannung $\mu ga$ .

Stellt man die Pfosten nah beisammen, dann dominiert der Durchhang $h$ , der dann recht genau die halbe Seillänge ist. Die Kraft ist dann erwartungsgemäß die halbe Gewichtskraft des Seiles, ${\tfrac {mg}{2}}$ (man beachte, dass zwei Aufhängepunkte sich die Last teilen).

Die Formel zeigt auch, wie die Kraft bei zunehmender Seilspannung die halbe Gewichtskraft um den Faktor $\coth({\tfrac {w}{2a}})$ übersteigt. Der Faktor ist praktisch 1 für sehr kleine Krümmungsradien $a$ , aber ungefähr ${\tfrac {2a}{w}}$ oder auch ${\tfrac {2a}{l}}$ für sehr große Krümmungsradien.

Im Alltag beträgt der Faktor etwa 2 bis 4. Im Aufhängepunkt wirkt dann das ganze oder doppelte Gewicht des Seiles.

Beispiel 2

Für $a$ = 100 m und einen Mastabstand $w$ von 200 m (also Spezialfall $w/2=a$ ) wird ein 2·117,5 m langes Seil benötigt: $l/2=a\cdot \sinh(1)$ . Der Durchhang beträgt 54 m. Für ein Stahlseil mit 100 cm² Querschnitt wiegt eine Seilhälfte 9,2 t. Die entsprechende Gewichtskraft von 9·10⁴ N ist die vertikale Kraft an einer Aufhängung. Die horizontale Kraft an einer Aufhängung beträgt 7,7·10⁴ N.

Beträgt $a$ etwa 20,2 % der gesamten Breite $w$ , so ist der Durchhang $y(x=w/2)$ gleich der Breite $w$ (quadratförmige Gesamtabmessungen). Dieser Fall liegt beispielsweise vor beim Gateway Arch (siehe unten im Abschnitt Architektur), der 630 Fuß breit und ebenso hoch ist. Die exakte Formel

y=-127{,}7\;\mathrm {ft} \cdot \cosh({x/127{,}7\;\mathrm {ft} })+757{,}7\;\mathrm {ft}

mit a = 127,7 Fuß und w/2 = 315 Fuß ist im Inneren des Denkmals ausgestellt. Gleichwohl bildet das Bauwerk aufgrund der variierenden Bogenstärke streng genommen keine Kettenlinie.

Beispiel 3

Zwei Säulen der Höhen g = 1 m und h = 2 m stehen in einem Abstand von d = 3 m voneinander entfernt.

Zwischen ihnen wird eine Kette der Länge k = 4 m aufgehängt.

Frage 1: Wie groß ist der Krümmungsradius a von dieser Kettenkurve? Synthese der Formeln: Unter der Annahme, dass sich bei der Eintragung in ein Koordinatensystem die Spitze der Säule g als Anfang der Kette am Punkt (0,g) und Spitze der Säule h als Ende der Kette am Punkt (d,h) befindet, gilt folgendes Gleichungssystem: I) $h-g=a\cosh[(d-x_{\text{SP}})/a]-a\cosh(-x_{\text{SP}}/a)$ II) $k=a\sinh[(d-x_{\text{SP}})/a]-a\sinh(-x_{\text{SP}}/a)$ Die Höhendifferenz der Kette werden durch die Cosinus-Hyperbolicus-Differenz beschrieben. Die Kettenlänge wird durch die Sinus-Hyperbolicus-Differenz beschrieben. Die Theoreme der Hyperbelfunktionen ermöglichen die Umwandlungen von Summen zu Produkten: I) $h-g=2a\sinh \left({\frac {d}{2a}}\right)\sinh \left({\frac {d-2x_{\text{SP}}}{2a}}\right)$ II) $k=2a\sinh \left({\frac {d}{2a}}\right)\cosh \left({\frac {d-2x_{\text{SP}}}{2a}}\right)$ Mit dem Additionstheorem des Cosinus Hyperbolicus entsteht aus der Kombination II² - I² folgende vom Parameter $x_{\text{SP}}$ befreite Formel: III) $4a^{2}\sinh \left({\frac {d}{2a}}\right)^{2}=k^{2}-(h-g)^{2}$ Mit dieser Formel kann der Wert von $a$ direkt berechnet werden. Einsatz der Werte: Durch das Einsetzen der genannten Werte für g, h, d, und k entsteht dieser Wert für a: Werte: g = 1 m, h = 2 m, d = 3 m, k = 4 m Ermittlung des Krümmungsradius: III) $4a^{2}\sinh \left({\frac {3\,\mathrm {m} }{2a}}\right)^{2}=15\,\mathrm {m} ^{2}$ $a={\color {BlueGreen}1{,}182\,\mathrm {m} }$ Antwort: Der Krümmungsradius dieser Kettenkurve beträgt 1,182 m.

Frage 2: Wie weit ist der Scheitelpunkt von der Säule g entfernt? Synthese der Formeln: Diese Formeln kommen aus der Bearbeitung der ersten Teilfrage: I) $h-g=2a\sinh \left({\frac {d}{2a}}\right)\sinh \left({\frac {d-2x_{\text{SP}}}{2a}}\right)$ II) $k=2a\sinh \left({\frac {d}{2a}}\right)\cosh \left({\frac {d-2x_{\text{SP}}}{2a}}\right)$ Durch die Rechnung I/II und anschließende Auflösung nach $x_{\text{SP}}$ entsteht diese Formel: IV) $x_{\text{SP}}={\frac {1}{2}}d-a\operatorname {artanh} \left({\frac {h-g}{k}}\right)$ Einsatz der Werte: Ermittlung der Distanz des Scheitelpunkts zur Säule g: IV) $x_{\text{SP}}={\frac {3\,\mathrm {m} }{2}}-{\color {BlueGreen}1{,}182\,\mathrm {m} }\operatorname {artanh} \left({\frac {1\,\mathrm {m} }{4\,\mathrm {m} }}\right)$ $x_{\text{SP}}={\color {ForestGreen}1{,}198\,\mathrm {m} }$ Antwort: Der Scheitelpunkt ist 1,198 m von der Säule g entfernt.

Frage 3: Wie hoch steht der Scheitelpunkt? Synthese der Formeln: Es gilt die generelle Kettengleichung: $y(x)=a\cosh \left[(x-x_{SP})/a\right]+y_{\text{VE}}$ Wenn der Wert $x=0$ eingesetzt wird, dann komm diese Gleichung hervor: $g=a\cosh(-x_{\text{SP}}/a)+y_{\text{VE}}$ Diese Gleichung wird nach dem Ordinatenverschiebungswert aufgelöst: $y_{\text{VE}}=g-a\cosh(x_{\text{SP}}/a)$ Und jene Formel gilt direkt für den gesuchten Scheitelpunkt durch Einsetzen des Wertes $x=x_{\text{SP}}$ : $y(x_{\text{SP}})=a+y_{\text{VE}}$ Folgende Formel führt direkt zur Höhe des Scheitelpunktes: V) $y(x_{\text{SP}})=a+g-a\cosh(x_{SP}/a)$ Einsatz der Werte: Die Werte $g$ , $a$ und $x_{\text{SP}}$ werden in die Gleichung V eingesetzt: V) $y(x_{\text{SP}})={\color {BlueGreen}1{,}182\,\mathrm {m} }+1\,\mathrm {m} -{\color {BlueGreen}1{,}182\,\mathrm {m} }\cosh({\color {ForestGreen}1{,}198\,\mathrm {m} }/{\color {BlueGreen}1{,}182\,\mathrm {m} })$ $y(x_{\text{SP}})={\color {LimeGreen}0{,}339\,\mathrm {m} }$ Antwort: Der Scheitelpunkt steht 0,339 m hoch.

Beziehungen zu anderen Funktionen

Parabel

Quadratische Parabel (rot) als Näherungskurve der Kettenlinie im Scheitelbereich

Joachim Junge wies 1639 nach, dass die Kettenlinie keine Parabel ist. Gottfried Leibniz, Christiaan Huygens und Johann I Bernoulli fanden 1690/91 heraus, wie die Kettenkurve zu bilden ist.^[1] Wenn man die Reihenentwicklung der Kettenlinie betrachtet, erkennt man, dass es sich dabei um eine unendliche Summe von Termen ganzrationaler Funktionen geradzahligen Grades handelt:

a\cosh \left({\frac {x}{a}}\right)=a\sum _{n=0}^{\infty }{\frac {x^{2n}}{(2n)!a^{2n}}}={1+{\frac {x^{2}}{2a}}}+{\frac {x^{4}}{24a^{3}}}+{\frac {x^{6}}{720a^{5}}}+\dots

Für hinreichend kleine Beträge von $x$ kann man die Reihe nach dem zweiten Glied abbrechen und erhält dann als Näherungskurve im Bereich des Scheitelpunktes eine quadratische Parabel, die indes (außer im Scheitelpunkt selbst) immer „unterhalb“ der eigentlichen Kettenlinie liegt, d. h. zu kleine Werte liefert.

Eine quadratische Parabel stellt sich hingegen ein bei einer gleichmäßig über die Spannweite $x$ verteilten Streckenlast, z. B. einer Hängebrücke, sofern das Gewicht der Seile gegenüber dem der Fahrbahn vernachlässigt werden kann. (Wenn diese letztere Bedingung nicht erfüllt ist und also die Tragseile einen wesentlichen Teil des Gesamtgewichts ausmachen, ist die Berechnung der Seilkurve in Form einer geschlossenen Funktion nicht möglich.).

Die Abbildung rechts vergleicht den Kurvenverlauf einer Kettenlinie (rot) mit dem einer Normalparabel (grün).

r(x)=cosh(x)-1 (Kettenlinie), g(x)=x² (Parabel), m(x)=r(x)/g(x), c(x)=g(x)/r(x)

m(0)=1/2, c(0)=2: Der unbestimmte Ausdruck 0/0 ist in diesem Fall 1/2 bzw. 2.

Katenoid

Die durch Rotation der Kettenlinie um die x-Achse erzeugte Rotationsfläche wird als Katenoid bezeichnet und ist neben der Ebene die einzige Rotationsfläche, die auch eine Minimalfläche ist: Katenoide sind statisch gesehen als ideale Dachformen für Rundtürme anzusehen, da sie sich (theoretisch) selbst tragen.
Hält man zwei Ringe nebeneinander und taucht sie in eine Seifenlösung, um sie mit einer Seifenhaut zu überziehen, so bildet sich ein Katenoid zwischen den Ringen aus.

Traktrix

Die Kettenlinie ist die Evolute zu der Traktrix (Schleppkurve).

Anwendungen in der Architektur

Einer der Kettenlinie analogen Stützlinie folgt der scherkräftefreie Bogen:

Die Nubische Tonne, ein Tonnengewölbe, ist eine Variante des Nubischen Gewölbes, einer Gewölbebauweise im Lehmbau ohne Schalung und häufig ohne Lehren, die ihren Namen von traditionellen Bauformen in Nubien hat. Um die größtmögliche Stabilität zu erreichen, folgt die Stützlinie in der Regel der Kettenlinie.
Ein frühes europäisches Beispiel ist die nach Plänen von Christopher Wren nach 1666 erbaute, im Durchmesser 30,80 m messende Kuppel der St Paul’s Cathedral in London.^[2] Zwischen eine äußere und innere hölzerne Halbkugel ließ er ein Katenoid legen, das die Schwere der Laterne aufnahm, aber selbst ein geringeres Baugewicht ermöglichte. Die Kurve wurde damals noch empirisch angenähert.
Auguste de Montferrand transformierte die Kuppel Wrens in der St. Paul’s Cathedral im Bau der Eisenkuppel der Isaakskathedrale in Sankt Petersburg (1838–1841) und nutzte mit Eisen ein neues Medium im Bau. Montferrands Eisenkuppel wurde selbst Vorbild für die Eisenkuppel des Kapitols in Washington (1855–1866).^[3]
Der Querschnitt des Daches des Bahnhofs Budapest Ost (Keleti) (Ungarn) bildet eine Kettenlinie. Erbaut von 1881/84. Konstrukteur: János Feketeházy.
Antoni Gaudí nutzte häufiger das darauf fußende Konstruktionsprinzip, unter anderem bei der Sagrada Família in Barcelona. Das Modell der ähnlichen Kirche der Colònia Güell wurde ebenfalls empirisch ermittelt, nämlich „kopfüber“ durch hängende Schnüre mit entsprechenden Gewichten (um 1900; Original bei einem Brand verloren)

Fotos

Experiment: stehende Kettenlinie
Bau eines Brennofens
Sheffield Winter Garden
Gateway Arch in St. Louis
Casa Milà von Antoni Gaudí
Architekturmodell von Gaudí
Querschnitt des Daches des Ostbahnhofs in Budapest (Ungarn)
Capilano Suspension Bridge, eine Seilbrücke
Variation des Parameters a, oder verschieden voneinander entfernte Aufhängungspunkte
Zeichnung von Christiaan Huygens
Die Seile von Freileitungen folgen der Kettenlinie
Spinnenfäden folgen ungefähr der Kettenlinie, hier durch Tautropfen betont
Drei Ketten umranden eine Kettenlinienfigur (analog zum Arbelos)

Siehe auch

Kreis- und Hyperbelfunktionen

Weblinks

Commons: Catenary – Sammlung von Bildern und Videos

Wiktionary: Kettenlinie – Bedeutungserklärungen, Wortherkunft, Synonyme, Übersetzungen

Herleitung und Rechner
Gesamtdarstellung des Themas Kettenlinie
Die Kettenlinie Umfangreiche Darstellung mit interaktiver Grafik.

Einzelnachweise

↑ Edward Harrington Lockwood: A book of curves. Cambridge University Press, 1971, S. 124.
↑ Karl-Eugen Kurrer: Geschichte der Baustatik, S. 141
↑ Fedorov (PDF; 6,2 MB), In: Bautechnikgeschichte.files.wordpress.com

[1] Edward Harrington Lockwood: A book of curves. Cambridge University Press, 1971, S. 124.

[2] Karl-Eugen Kurrer: Geschichte der Baustatik, S. 141

[3] Fedorov (PDF; 6,2 MB), In: Bautechnikgeschichte.files.wordpress.com

[1]

[2]

[3]