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# Schwere, Elektricität und Magnetismus:348

Bernhard Riemann: Schwere, Elektricität und Magnetismus :
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potential bezieht sich überhaupt auf zwei elektrische Theilchen $\varepsilon \,$ und $\varepsilon '\,$. Handelt es sich um das Potential $D_{1}\,$ zweier Ströme auf einander, so hat man jedes Theilchen $\varepsilon \,$ des einen Stromes mit jedem Theilchen $\varepsilon '\,$ des anderen Stromes zusammenzufassen, für jede solche Zusammenstellung das Einzelpotential zu bilden und alle Einzelpotentiale zu summiren. So kömmt aus §. 96 (13) der Ausdruck für $D_{1}\,$ in Gleichung (12) desselben Paragraphen richtig zu Stande, und ehenso aus (II) der Ausdruck für $D_{1}\,$ in Gleichung (5) des §. 98.
Soll nun aus dem Fundamentalgesetze Weber’s
| (1) | $S+D=-{\frac {\varepsilon \varepsilon '}{r}}{\bigg \lbrace }1-{\frac {1}{c^{2}}}\left({\frac {dr}{dt}}\right)^{2}{\bigg \rbrace }$ |
oder aus dem Fundamentalgesetze Riemann’s
| (2) | $S+D=-{\frac {\varepsilon \varepsilon '}{r}}+{\frac {\varepsilon \varepsilon '}{c^{2}r}}{\bigg \lbrace }\left({\frac {dx}{dt}}-{\frac {dx_{1}}{dt}}\right)^{2}+\left({\frac {dy}{dt}}-{\frac {dy_{1}}{dt}}\right)^{2}+\left({\frac {dz}{dt}}-{\frac {dz_{1}}{dt}}\right)^{2}{\bigg \rbrace }$ |
die gesammte Wechselwirkung aller elektrischen Theilchen berechnet werden, welche überhaupt in zwei geschlossenen Leitern in Ruhe und in Strömung begriffen sind, so hat man für jede Combination von zwei verschiedenen Theilchen $\varepsilon \,$ und $\varepsilon '\,$ den Ausdruck (1) resp. (2) herzustellen und zu summiren.
Hier sind dreierlei Combinationen zu unterscheiden, nemlich zwei ruhende Theilchen, ein ruhendes und ein bewegtes Theilchen und endlich zwei bewegte Theilchen.
Wir wollen den besonderen Fall von zwei geschlossenen constanten Strömen betrachten, um zu untersuchen, ob Weber’s Grundgesetz, resp. Riemann’s Grundgesetz mit Ampère’s Gesetze im Einklang stehen oder nicht. Bei Ampère handelt es sich um die elektrodynamische Wechselwirkung zwischen zwei Stromelementen, von denen das eine dem ersten, das andere dem zweiten Strome angehört. Es kommen also hier nur die Wechselwirkungen zwischen den bewegten elektrischen Theilchen der beiden constanten Ströme in Betracht.
Nun lässt sich zunächst beweisen, dass der von $S\,$ herrührende Beitrag zu dem Gesammtpotential der bewegten elektrischen Theilchen gleich Null ist. Denn wir können mit einem einzelnen Theilchen $\varepsilon \,$ zunächst alle anderen Theilchen $\varepsilon '\,$ in Combiimtion bringen. Dann tritt $\varepsilon \,$ aus dem Summenzeichen heraus, und es ist die
# Schwere, Elektricität und Magnetismus:349

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Summirung $\sum {\frac {\varepsilon '}{r}}\,$ über alle von $\varepsilon \,$ verschiedenen Theilchen $\varepsilon '\,$ auszudehnen. Nehmen wir zunächst die Summirung über ein Stromelement vor, so kann auch ${\frac {1}{r}}\,$ vor das Summenzeichen gebracht werden. Für beharrliche (hier: constante) Ströme ist aber $\sum \varepsilon '=0\,$ in jedem Stromelemente. Alle Beiträge zu der zu bildenden Summe sind also Null. Dies gilt für die Zusammenstellung jedes einzelnen Theilchens $\varepsilon \,$ mit den davon verschiedenen Theilchen $\varepsilon '\,$. Folglich ist hier
| (3) | $-\sum {\frac {\varepsilon \varepsilon '}{r}}=0.$ |
Es bleibt nur noch die Summe aller Werthe von $D\,$ übrig für die Combinationen von je zwei bewegten Theilchen. Diese Combinationen zerfallen in drei Gruppen, nemlich:
erstens: je ein Theilchen des ersten Stromes mit je einem Theilchen des zweiten Stromes;
zweitens: je zwei Theilchen des ersten Stromes;
drittens: je zwei Theilchen des zweiten Stromes.
Diese Gruppen liefern der Reihe nach die Potentiale, welche in §. 96 mit $D_{1}\,,D_{2}\,,D_{3}$ bezeichnet sind.
Für constante Ströme sind $D_{2}\,$ und $D_{3}\,$ constant. Gehen wir von (1) aus, so ist
| (4) | $D_{2}={\frac {1}{c^{2}}}\sum {\frac {\varepsilon \varepsilon '}{r}}\left({\frac {dr}{dt}}\right)^{2},$ |
wenn die Summirung über alle Combinationen von Theilchen des ersten Stromes ausgedehnt wird.
Da der Leiter von unveränderlicher Gestalt vorausgesetzt wird, so dürfen wir ein mit demselben fest verbundenes Coordinatensystem $x,\,y,\,z$ zu Grunde legen. Dann ist bei einem constanten Strome die Function
* ${\frac {\varepsilon \varepsilon '}{r}}\left({\frac {dr}{dt}}\right)^{2}$
nur abhängig von $x,\,y,\,z$ einerseits und $x_{1},\,y_{1},\,z_{1}$ andererseits. Nimmt man zunächst ein einzelnes $\varepsilon \,$ und summirt über alle $\varepsilon '\,$, so ist die Summe eine Function einzig und allein von $x,\,y,\,z$ d. h. von den Coordinaten jenes Theilchens $\varepsilon \,$. Bildet man aber diese Summe für jede Werthen-Combination $x,\,y,\,z$ die überhaupt zu
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Punkten im Innern des Leiters gehört und fasst alle diese Summen durch Addition zusammen, so ist das Resultat constant.
Dasselbe gilt von der Summe
| (5) | $D_{2}={\frac {1}{c^{2}}}\sum {\frac {\varepsilon \,\varepsilon '}{r}}\!\left\lbrace \!\!\left({\frac {dx}{dt}}-{\frac {dx_{1}}{dt}}\right)^{2}\!\!\!+\!\!\left({\frac {dy}{dt}}-{\frac {dy_{1}}{dt}}\right)^{2}\!\!\!+\!\!\left({\frac {dz}{dt}}-{\frac {dz_{1}}{dt}}\right)^{2}\right\rbrace ,\,$ |
wenn sie über alle Combinationen von Theilchen des ersten Stromes erstreckt wird.
Ebenso beweisen wir, dass bei constanten Strömen $D_{3}\,$ constant ist.
Bei constanten Strömen ist also die von den bewegten elektrischen Theilchen geleistete Gesammtarbeit gleich der Aenderung von $D_{1}\,$ allein. Danach zeigt sich, dass Weber’s und Riemann’s Grundgesetze mit Ampère’s Gesetze im Einklang stehen. Denn Ampère’s Gesetz bezieht sich auf constante Ströme. Ampère hat bei seinen Beobachtungen die Gleichgewichtslage beweglicher Stromleiter abgewartet, die von constanten Strömen durchflossen waren. Aus diesen Beobachtungen hat er sein Gesetz abstrahirt. Da wir nun Ampère’s Gesetz aus $D_{1}\,$ abgeleitet haben, und der Ausdruck für $D_{1}\,$ aus Weber’s und auch aus Riemann’s Grundgesetze sich herstellen lässt, so ist jener Einklang in der That nachgewiesen.
WS: Die auf der nächsten Seite fortgesetzte Anmerkung wurde hier vervollständigt
# Schwere, Elektricität und Magnetismus:351

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WS: Die Anmerkungen dieser Seite werden auf der vorherigen Seite wiedergegeben.
# Schwere, Elektricität und Magnetismus:354

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die Potentialfunction $V^{*}\,$ in jedem Punkte der Erdoberfläche bekannt. Diesen Satz hat Gauss aufgestellt im Artikel 15 seiner Abhandlung: allgemeine Theorie des Erdmagnetismus.
Die Voraussetzung, dass die Function $V^{*}\,$ in jedem Punkte der Oberfläche gegeben sei, bildet das Fundament der weiteren Untersuchung.
Wenn die Potentialfunction $V^{*}\,$ an jeder Stelle der Erdoberfläche gegeben ist, so lässt sie sich, wie in den §§. 21 und 34 gezeigt worden, immer in einer und nur in einer Weise in den äusseren Raum hinein fortsetzen, so dass sie in diesem äusseren Raume überall endlich und stetig variabel ist, dass sie in unendlicher Entfernung den Werth Null hat, und dass an jeder Stelle des äusseren Raumes die partielle Differentialgleichung
| (1) | ${\frac {\partial ^{2}V^{*}}{\partial x^{2}}}+{\frac {\partial ^{2}V^{*}}{\partial y^{2}}}+{\frac {\partial ^{2}V^{*}}{\partial z^{2}}}=0$ |
erfüllt wird. Man hat als Begrenzung des Raumes $T\,$ (§. 21) die Erdoberfläche und eine concentrische Kugelfläche von unendlich grossem Radius zu nehmen. Diese Polentialfunction entspricht der Voraussetzung, dass im äusseren Raume keine magnetischen Massen vorhanden sind.
Im §. 79 ist nachgewiesen, dass man die Function $V^{*}\,$, ausgehend von den Werthen in der Erdoberfläche, in unendlich mannichfaltiger Weise ins Innere stetig fortsetzen kann. Jede solche Fortsetzung liefert dann für einen inneren Punkt im allgemeinen einen anderen Werth des Ausdruckes
* ${\frac {1}{4\pi }}\left({\frac {\partial ^{2}V^{*}}{\partial x^{2}}}+{\frac {\partial ^{2}V^{*}}{\partial y^{2}}}+{\frac {\partial ^{2}V^{*}}{\partial z^{2}}}\right).$
Folglich gibt es unendlich viele verschiedene Vertheilungen von magnetischen Massen im Innern der Erde, welche sämmtlich dieselbe magnetische Wirkung an der Oberfläche und im äusseren Raume ausüben, nemlich die Wirkung, welche aus der in der Oberfläche gegebenen Potentialfunction $V^{*}\,$ und ihrer eindeutigen Fortsetzung im äusseren Raume sich berechnet.
# Schwere, Elektricität und Magnetismus:353

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$V^{*}\,$
tischen Element $d\mu \,$, so hat die von dem Erdmagnetismus herrührende Potentialfunction im Punkte $(x,\,y,\,z)$ den Werth
| (1) | $V^{*}=-\int {\frac {d\mu }{r}}.$ |
Die Integration ist über alle magnetischen Massen im Innern der Erdkugel zu erstrecken. Dabei bemerken wir, dass wie bei jedem anderen Magnet auch hier die algebraische Summe der magnetischen Massen im Innern der Erde gleich Null sein muss;
| (2) | $\int d\mu =0.\,$ |
Die Vertheilung der magnetischen Massen ist uns nicht bekannt. Wir können also die Function $V^{*}\,$ nicht a priori aus ihrer Definitionsgleichung (1) herstellen. Wohl aber sind wir im Stande, an beliebig vielen Punkten der Erdoberfläche die auf die positive magnetische Einheit ausgeübte erdmagnetische Kraft ihrer Grösse und Richtung nach zu beobachten, und daraus lässt sich mit grösserer oder geringerer Genauigkeit der Werth der Potentialfunction $V^{*}\,$ in jedem Punkte der Erdoberfläche berechnen. Mit absoluter Genauigkeit, wenn man an jeder Stelle der Erdoberfläche die nach Norden gerichtete horizontale Componente der erdmagnetischen Kraft als bekannt voraussetzt.
In der That denken wir uns auf der Erdoberfläche ein System von Meridianen gezogen und auf irgend einem Meridian vom Pole aus den sphärischen Abstand $s\,$ genommen. Kennt man dann auf diesem Meridian für jedes $s\,$ (von $s=0\,$ bis $s=a\pi \,$) die nördlich gerichtete horizontale Componente $-{\frac {\partial V^{*}}{\partial s}}\,$, so ergibt sieh durch Integration
| (3) | $V^{*}-V_{0}^{*}=\int _{0}^{s}{\frac {\partial V^{*}}{\partial s}}ds,$ |
und die Integrationsconstante $V_{0}^{*}\,$ ist der Werth der Potentialfunction $V^{*}\,$ im Nordpol. Der Werth dieser additiven Constanten bestimmt sich, wie wir später (§. 110) zeigen werden, daraus, dass die magnetischen Massen im Innern der Erde die Bedingungsgleichung (2) erfüllen.
Kennt man also auf jedem Meridian die nördlich gerichtete horizontale Componente der erdmagnetischen Kraft, so ist auch
# Schwere, Elektricität und Magnetismus:345

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$\varepsilon \,$
Um das zu beweisen, setzen wir
* ${\frac {1}{r^{3}}}\left\lbrace (x-x_{1})\left({\frac {dx}{dt}}-{\frac {dx_{1}}{dt}}\right)+(y-y_{1})\left({\frac {dy}{dt}}-{\frac {dy_{1}}{dt}}\right)+(z-z_{1})\left({\frac {dz}{dt}}-{\frac {dz_{1}}{dt}}\right)\right\rbrace =G,$
* $(x-x_{1})\left({\frac {dx}{dt}}-{\frac {dx_{1}}{dt}}\right)+(y-y_{2})\left({\frac {dy}{dt}}-{\frac {dy_{1}}{dt}}\right)+(z-z_{1})\left({\frac {dz}{dt}}-{\frac {dz_{1}}{dt}}\right)=H.$
Die einzelnen Summanden in $D\!$ sind dann, abgesehen von constanten Factoren, von der Form
* $G\cdot H.\!$
Es ist aber
* ${\begin{aligned}\Delta _{2}(GH)&=G\Delta _{2}H+H\Delta _{2}G\!\\&+2\left({\frac {\partial G}{\partial x}}{\frac {\partial H}{\partial x}}+{\frac {\partial G}{\partial y}}{\frac {\partial H}{\partial y}}+{\frac {\partial G}{\partial z}}{\frac {\partial H}{\partial z}}\right),\\\end{aligned}}$
und es lässt sich durch Differentiation leicht beweisen, dass
* $\Delta _{2}\,G=0,$
* $\Delta _{2}\,H=0.$
Folglich erhalten wir einfacher
* $\Delta _{2}(GH)=2\left({\frac {\partial G}{\partial x}}{\frac {\partial H}{\partial x}}+{\frac {\partial G}{\partial y}}{\frac {\partial H}{\partial y}}+{\frac {\partial G}{\partial z}}{\frac {\partial H}{\partial z}}\right).$
Die Factoren ${\frac {\partial H}{\partial x}},{\frac {\partial H}{\partial y}},{\frac {\partial H}{\partial z}}$ sind von $x,\,y,\,z$ unabhängig. Es wird also
* $\Delta _{2}\,\Delta _{2}(GH)=2\left({\frac {\partial H}{\partial x}}{\frac {\partial \Delta _{2}\,G}{\partial x}}+{\frac {\partial H}{\partial y}}{\frac {\partial \Delta _{2}\,G}{\partial y}}+{\frac {\partial H}{\partial z}}{\frac {\partial \Delta _{2}\,G}{\partial z}}\right)$
und dies ist gleich Null, da $\Delta _{2}G=0\!$ ist. Damit ist auch die Gleichung (4) bewiesen.
Weber’s Hypothese führt also bei dem vorliegenden Problem auf eine complicirtere Differentialgleichung.
Wir wollen jetzt für das Theilchen $\varepsilon \!$ die Bewegungsgleichungen selbst ableiten, und zwar zunächst nach Riemann’s Hypothese:
| (1) | $S=\varepsilon \,V.$ |
| (2) | ${\begin{aligned}D=&-{\frac {\varepsilon }{c^{2}}}v^{2}\,V+{\frac {\varepsilon }{c^{2}}}W\\&-2{\frac {\varepsilon }{c^{2}}}\left(u_{1}{\frac {dx}{dt}}+u_{2}{\frac {dy}{dt}}+u_{3}{\frac {dz}{dt}}\right).\\\end{aligned}}$ |
# Schwere, Elektricität und Magnetismus:347

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Endlich sollen für das elektrische Theilchen $\varepsilon \,$ die Bewegungsgleichungen auch aus Weber’s Formel hergeleitet werden:
| (1) | $S=\varepsilon V,$ |
| (2) | ${\begin{aligned}D={\frac {\varepsilon }{c^{2}}}\sum {\frac {\varepsilon '}{r^{3}}}{\Bigg \lbrace }(x-x_{1})\left({\frac {dx}{dt}}-{\frac {dx_{1}}{dt}}\right)&+(y-y_{1})\left({\frac {dy}{dt}}-{\frac {dy_{1}}{dt}}\right)\\&+(z-z_{1})\left({\frac {dz}{dt}}-{\frac {dz_{1}}{dt}}\right){\Bigg \rbrace }^{2}.\,\\\end{aligned}}$ |
Hier findet sich
* ${\frac {\partial D}{\partial x'}}=a{\frac {dx}{dt}}+b{\frac {dy}{dt}}+c{\frac {dz}{dt}}+k,$
wobei $a,\,b,\,c,\,k$ Functionen von $x,\,y,\,z$ sind, welche der partiellen Differentialgleichung genügen
* $\Delta _{2}\,\Delta _{2}F=0.$
Durch Differentiation nach $t\,$ erhalten wir
* ${\frac {d\left({\frac {\partial D}{\partial x'}}\right)}{dt}}=a{\frac {d^{2}x}{dt^{2}}}+b{\frac {d^{2}y}{dt^{2}}}+c{\frac {d^{2}z}{dt^{2}}}+g,$
und hier ist die Function $g\,$ nur von den Coordinaten $x,\,y,\,z$ und den Geschwindigkeiten ${\frac {dx}{dt}},{\frac {dy}{dt}},{\frac {dz}{dt}}\,$ abhängig. Demnach lauten die Bewegungsgleichungen:
| (3) | ${\begin{aligned}(m-a){\frac {d^{2}x}{dt^{2}}}-b{\frac {d^{2}y}{dt^{2}}}-c{\frac {d^{2}z}{dt^{2}}}&=g-{\frac {\partial D}{\partial x}}+{\frac {\partial S}{\partial x}},\\\,\\-a_{1}{\frac {d^{2}x}{dt^{2}}}+(m-b_{1}){\frac {d^{2}y}{dt^{2}}}-c_{1}{\frac {d^{2}z}{dt^{2}}}&=g_{1}-{\frac {\partial D}{\partial y}}+{\frac {\partial S}{\partial y}},\\\,\\-a_{2}{\frac {d^{2}x}{dt^{2}}}-b_{2}{\frac {d^{2}y}{dt^{2}}}+(m-c_{2}){\frac {d^{2}z}{dt^{2}}}&=g_{2}-{\frac {\partial D}{\partial z}}+{\frac {\partial S}{\partial z}}.\\\end{aligned}}$ |
Hier müsste also zunächst eliminirt werden.
Der Ausdruck (12) des §. 96 ist von uns so interpretirt worden, dass der von den Geschwindigkeiten abhängige Theil des Gesammtpotentials zwei geschlossener Ströme auf einander sich durch Summirung aus lauter Einzelpotentialen zusammensetzt. Das Einzel-
# Schwere, Elektricität und Magnetismus:352

Bernhard Riemann: Schwere, Elektricität und Magnetismus :
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Eine Magnetnadel, die um ihren Schwerpunkt frei drehbar aufgehängt ist, stellt sich an jedem Orte der Erdoberfläche in eine ganz bestimmte Richtung ein, selbst dann, wenn künstliche Magnete oder galvanische Ströme in ihrer Nähe nicht vorhanden sind. Man erklärt diese Erscheinung dadurch, dass man die Erde selbst als einen Magnet ansieht. Man nimmt an, dass im Innern der Erde magnetische Massen vorhanden sind oder galvanische Ströme im Innern, resp. an der Oberfläche der Erde, oder dass beide Ursachen neben einander auftreten und die beobachteten magnetischen Wirkungen im äusseren Raume hervorbringen. Nun lässt sich aber jeder geschlossene nichtlineäre Strom als ein System von lineären Strömen auffassen (§. 89). Und wenn es nur auf die äussere magnetische Wirkung ankömmt, so darf man (nach §. 72) den geschlossenen lineären Strom durch eine gewisse Vertheilung fingirter magnetischer Massen ersetzen.
Ohne der Allgemeinheit der Untersuchung zu schaden, nehmen wir also an, dass die magnetischen Wirkungen, welche der Erdkörper an seiner Oberfläche und im äusseren Raume ausübt, allein herrühre von einer (freilich unbekannten) Vertheilung magnetischer Massen in seinem Innern. Wir betrachten die Erde als eine Kugel vom Radius $a\,$ und legen in ihren Mittelpunkt den Anfangspunkt eines rechtwinkligen Coordinatensystems, dessen positive z-Axe den Nordpol treffen möge. Bezeichnet, man mit $d\mu \,$ ein unendlich kleines magnetisches Massenelement im Innern der Erde, mit $x,\,y,\,z$ die Coordinaten eines Punktes an der Oberfläche oder im äusseren Raume und mit $r\,$ die Entfernung dieses Punktes von dem magne-
# Topographia Saxoniae Inferioris:II. Saltza

Topographia Germaniae :
| II. Saltza (heute: Bad Sülze) ||
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| aus: Matthäus Merian (Herausgeber und Illustrator) und Martin Zeiller (Textautor): Topographia Saxoniae Inferioris. Merian, Frankfurt am Main 1653, S. 210. ||
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Im Mechelburgischen / an dem Fluß Reckenitz / vnd den Pommerîschen Gräntzen / so Lundorpius lib. 26. Contin. Sleid. pag. 637. Salinas, vnd ein Mechelburgisch Stättlein nennet. Melchias Nehel / in Erklärung deß Landes zu Mecklenburg / sagt / daß es zu Sultaw Saltzquelle habe / allda / vermittelst eines Gießwercks / das gesaltzene / vom wilden Wasser / gereiniget / vnd also gut Saltz gesotten werde: Welches / ohne Zweifel / dieses Saltza seyn wird; wie dann auch dieser Ort / von Johanne Laurenbergio, in der Tafel von Mecklenburg / Sulte genant wird / welches Andere in Hoch-Teutscher Spraach für Saltze verstehen: wird auch zu Lüneburg / vnd Schwäbischen Hall / die Saltzquell / die Sult / vnd Sul / geheissen. In einer geschriebenen Raißverzeichnuß / wird dieser Ort Soet genant / vnd gesagt / es lige solche Meckelburgische Statt fünff Meilen von Rostock; hab allda ein stattliches Saltzsieden / damit das Hertzogthumb versehen werde; davon auch der Nahm Soet komme; die Saltzpfannen seyen nicht bleyen / wie etwan an andern Orten / sondern eisern.
# Topographia Saxoniae Inferioris:Lage

Topographia Germaniae :
| Lage (heute: Laage) ||
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| aus: Matthäus Merian (Herausgeber und Illustrator) und Martin Zeiller (Textautor): Topographia Saxoniae Inferioris. Merian, Frankfurt am Main 1653, S. 151. ||
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| Laage in der Wikipedia ||
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Auch ein Stättlein / vnnd Ambt / im Hertzogthumb Mecklenburg / wie Nehel in Beschreibung dieses Lands / vnd neben ihme / Lundorpius lib. 26. contin. Sleid. pag. 637. berichten. Liget an dem Wasser Rekenitz / oder Recnisa, so bey einem Dorff gleiches Nahmens / fünff tausent Schritt von Güstrow / entspringet.
# Topographia Saxoniae Inferioris:Langwedel

Topographia Germaniae :
| Langwedel ||
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| aus: Matthäus Merian (Herausgeber und Illustrator) und Martin Zeiller (Textautor): Topographia Saxoniae Inferioris. Merian, Frankfurt am Main 1653, S. 151–152. ||
| Siehe auch: Thedinghausen ||
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| Langwedel (Weser) in der Wikipedia ||
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Langenwedel / Languedelum, vnnd von Theils Langweel / genandt / ein Burg / vnnd Ambthauß / nahendt Verden / aber/ sambt dem Schloß Tedinghausen / ins Ertzstifft Bremen / gehörig; wie Hamelman. in der Oldenburgischen [152] Chronick / part. 1. cap. 25. fol. 84. Chytraeus lib. 16. Saxon. p. 420. vnd andere mehr Schreiben: Vnnd daher die jenige irren / welche solchen Ort dem Stifft Verden geben; Theils aber der newen Scribenten / ein Weil zu Bremen / ein Weil zu Verden / referiren, vnd ihnen also selbst zuwieder seyn: Theils auch denselben ein Stättlein nennen. Von deß Worts Vrsprung kan Johan. Angelius à VVerdenhagen, de Rebusp. Hanseat. part. 2. c. 1. fol. 95. a. gelesen werden. Anno 1547. haben die von Bremen / weil der Erzbischoff damaln ihr Feind war / Langwedel / durch Vbergab / in ihren Gewalt gebracht; aber es hat dieses Schloß der ErtzBischoff bald wider erobert. Anno 1626 bekam der General Graf von Tilly / diesen Orth / wie auch Anno 31. die Käyserischen abermals / vnnd mit Accord. Anno 44. hat der Erzbischoff von Bremen solches Hauß / im Junio, weiln die Schwedische Soldaten darauff sich nit wehren wollen / erobert / die Soldaten vndergestellt / vnnd den Commendanten gefänglich nach Otterberg gebracht. Aber / es hat bald hernach im Julio / der Schwedische General von Königsmarck / dieses Schloß wider einbekommen / dasselbe gantz außgebrennt / die doppelte Wälle eingerissen / vnd die Gräben außgefüllt; als in den Relationen / vnd auch in dem Theatro Europaeo, einkommen ist.