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# Schwere, Elektricität und Magnetismus:252

Bernhard Riemann: Schwere, Elektricität und Magnetismus :
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$V\!$
$J,\,E$
$W\!$
$J,\,E$
$W\!$
* $J_{h,k}=-J_{k,h},\,$
* $E_{h,k}=-E_{k,h},\,$
* $W_{h,k}=W_{k,h}.\,$
Die Anzahl der unverzweigten Bestandtheile des Leitersystems sei $m\!$, die Anzahl der Knotenpunkte $n\!$. Dann haben wir zunächst $m\!$ Gleichungen von der Form:
| (1) | $J_{h,k}\,W_{h,k}=V_{k}-V_{h}+E_{h,k}.$ |
Ausserdem ist noch auszudrücken, dass in keinem Knotenpunkt eine Ansammlung von Elektricität stattfindet. Es muss also zu jeder Zeit die im nächsten Zeitelement $dt\!$ in den Knotenpunkt eintretende Elektricitätsmenge ebenso gross sein, wie die während desselben Zeitelementes aus ihm austretende Elektricitätsmenge. Oder, mit anderen Worten, die algebraische Summe der Stromintensitäten in allen von dem Knotenpunkte ausgehenden Zweigen, überall in der Richtung von dem Knotenpunkte weg, muss gleich Null sein. Gehen z. B. von dem Knotenpunkte 1 nur die Zweige 1, 2; 1, 3; 1, 4 aus und keine anderen, so hat man:
| (2) | $J_{1,2}+J_{1,3}+J_{1,4}=0.\,$ |
Von dieser Form sind $n\!$ Gleichungen vorhanden. Eine von ihnen ist aber eine identische Folge der $n-1\!$ übrigen. Denn vermöge der Relation $J_{h,k}=-J_{k,h}\!$ erhält man identisch $0=0\!$, wenn man die sämmtlichen Gleichungen (2) durch Addition zusammenfasst.
Die Werthe von $E\!$ und $W\!$ sind für jeden Zweig des Leitersystems bekannt. Dagegen sind $V\!$ und $J\!$ unbekannt. Die Anzahl dieser Unbekannten ist $m+n\!$. Da nun die Anzahl der von einander unabhängigen lineären Gleichungen (1) und (2) gleich $m+n-1\!$ ist, so kann man aus ihnen jene Unbekannten eindeutig berechnen, wenn eine von ihnen, z. B. $V_{1}\!$, bekannt ist. In der That kann in der Function $V\!$ eine additive Constante von willkürlichem Werthe vorkommen, ohne dass die Differenzen in (1) sich ändern.
# Schwere, Elektricität und Magnetismus:250

Bernhard Riemann: Schwere, Elektricität und Magnetismus :
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Werth. Folglich ist für einen und denselben Querschnitt die normal gegen ihn gerichtete specifische Stromintensität in allen seinen Punkten constant.
Nach dieser Vorbereitung betrachten wir den drahtförmigen Leiter in seiner ganzen Ausdehnung. Wir legen normal gegen die Axe einen Querschnitt $q\,$, der auf jener die Bogenlänge $s\,$ abschneidet. Ein Flächenelement des Querschnittes ist $dq\,$. Dasselbe soll als Basis eines Raumelementes angesehen werden, dessen Höhe $ds\,$ ist. Das Volumen dieses Raumelementes ist demnach:
* $dS=dq\,ds.$
Bezeichnen wir nun wieder mit $A\,$ die zur Zeit $t\,$ von der bewegten Elektricität geleistete Arbeit, so haben wir nach §. 59, Gleichung (7):
| (3) | ${\frac {dA}{dt}}=\iint dq\,ds\,w\,i^{2}=\iint dq\,ds\,i\left({\frac {\partial V}{\partial s}}+\Pi \right).$ |
Hier ist $V\,$ die Potentialfunction der freien Elektricität und $\Pi \,$ die in der Richtung von $s\,$ genommene Componente der elektromotorischen Kraft.
Nach der Erklärung der specifischen Stromintensität ist $i\,dq\,dt$ die algebraische Summe der Elektricitätsmengen, welche im Zeitelement $dt\,$ an der Stelle $s\,$ von der negativen zur positiven Seite des Querschnittes $dq\,$ übergehen, vermindert um die algebraische Summe derjenigen Mengen, welche in demselben Zeitelement an derselben Stelle in entgegengesetzter Richtung hindurchgehen. Für den ganzen Querschnitt $q\,$ beträgt die betreffende Differenz:
* $i\,q\,dt,$
die wir mit $J\,dt$ bezeichnen wollen. Es ist also :
| (4) | $J=i\,q.\,$ |
Wir nennen $J\,$ die Stromintensität an der Stelle des Querschnittes $q\,$. Die Axe, auf welcher der Bogen $s\,$ gezählt wird, liegt normal gegen alle Querschnitte. Deshalb lassen wir für jeden Querschnitt die positive Normale mit der Richtung des wachsenden Bogens $s\,$ zusammenfallen. Da wir nun voraussetzen, dass keine Ansammlung von freier Elektricität mehr statttindet, vielmehr ein Beharrungszustand eingetreten ist, so muss $J\,$ an allen Stellen des Drahtes denselben Werth haben, oder – was dasselbe sagt, – es ist $J\,$ von $s\,$ unabhängig. Die Gleichung (3) geht über in folgende:
# Schwere, Elektricität und Magnetismus:255

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es ist ferner für irgend eine Unstetigkeitsfläche
* $\int d\sigma \left(i_{1}\,{\frac {\partial x}{\partial p}}+i_{2}\,{\frac {\partial y}{\partial p}}+i_{3}\,{\frac {\partial z}{\partial p}}\right)=J,$
wobei $J\!$ die Stromintensität in der Richtung der wachsenden $p\!$ vorstellt, also $J\,dt$ die Elektricitätsmenge ist, welche in dem Zeitelement $dt\!$ durch die Unstetigkeitsfläche in der angegebenen Richtung hindurchgeht. Hiernach vereinfacht sich die Gleichung (7) zu der folgenden:
| (8) | ${\frac {dA}{dt}}=-\sum J(V_{+0}-V_{-0}),$ |
in welcher das Zeichen $\sum$ bedeuten soll, dass das Product $J(V_{+0}-V_{-0})\!$ für jede Unstetigkeitsfläche gebildet, und dass die sämmtlichen Producte summirt werden sollen.
$\sigma _{1}\!$
$\sigma _{2}\!$
$\sigma _{1}\!$
$\sigma _{2}\!$
$\sigma _{1}\!$
$\sigma _{2}\!$
$\sigma _{1}\!$
$V_{1}\!$
$\sigma _{2}\!$
$V_{2}\!$
${\frac {dA}{dt}}$
$\sigma _{1}\!$
$\sigma _{2}\!$
$\sigma _{1}\!$
$\sigma _{2}\!$
$\sigma _{1}\!$
$\sigma _{2}\!$
# Schwere, Elektricität und Magnetismus:256

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Integral. Für die Umhüllungen der Unstetigkeitsflächen gelten die in den Gleichungen (5), (6), (7), (8) enthaltenen Transformationen. Von den Unstetigkeitsflächen rührt also für das zu berechnende Integral (1) ein Beitrag
* $-\sum J(V_{+0}-V_{-0})$
her, in welchem die Summirung sich nur auf die in dem Leiterstück vorhandenen Unstetigkeitsflächen bezieht. Es bleiben noch die über $\sigma _{1}\!$ und $\sigma _{2}\!$ auszudehnenden Oberflächen-Integrale übrig. Diese können, da $V_{1}\!$ und $V_{2}\!$ constant sind, geschrieben werden:
* ${\begin{aligned}&-V_{1}\int \left(i_{1}\,{\frac {\partial x}{\partial p}}+i_{2}\,{\frac {\partial y}{\partial p}}+i_{3}\,{\frac {\partial z}{\partial p}}\right)d\sigma _{1}\\\,\\&+V_{2}\int \left(i_{1}\,{\frac {\partial x}{\partial p}}+i_{2}\,{\frac {\partial y}{\partial p}}+i_{3}\,{\frac {\partial z}{\partial p}}\right)d\sigma _{2}.\\\end{aligned}}$
Dabei ist die Richtung der positiven $p\!$ so gelegt, dass sie von $\sigma _{1}\!$ in das Leiterstück hineinführt, von $\sigma _{2}\!$ dagegen aus demselben heraus. Nun ist
* $dt\int \left(i_{1}\,{\frac {\partial x}{\partial p}}+i_{2}\,{\frac {\partial y}{\partial p}}+i_{3}\,{\frac {\partial z}{\partial p}}\right)d\sigma _{1}=J_{1}\,dt$
die Elektricitätsmenge, welche in dem Zeitelement $dt\!$ durch die Fläche $\sigma _{1}\!$ in das Leitersystem einströmt, dagegen
* $dt\int \left(i_{1}\,{\frac {\partial x}{\partial p}}+i_{2}\,{\frac {\partial y}{\partial p}}+i_{3}\,{\frac {\partial z}{\partial p}}\right)d\sigma _{2}=J_{2}\,dt$
die Elektricitätsmenge, welche in demselben Zeitelement durch $\sigma _{2}\!$ austritt. Beide Mengen sind einander gleich. Wir erhalten also:
| (9) | ${\frac {dA}{dt}}=J_{1}(V_{2}-V_{1})-\sum J(V_{+0}-V_{-0}).$ |
Hier bezieht sich die Summirung auf die Producte $J(V_{+0}-V_{-0})\!$ für alle innerhalb des Leiterstückes befindlichen Unstetigkeitsflächen.*)
Die elektromotorischen Kräfte bringen ausser dem galvanischen Strom noch eine andere Wirkuug hervor, nämlich eine Erwärmung
# Schwere, Elektricität und Magnetismus:249

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von ihrem Anfangspunkte bis zu einem unbestimmten Punkte hin durchlaufene Bogen mit $s\,$ bezeichnet werden. Der Querschnitt $q\,$ braucht zwar nicht überall derselbe zu sein. Doch setzen wir fest, dass bei einer stetigen Aenderung von $s\,$ auch die Aenderungen des Querschnittes nur stetig vor sich gehen, so dass man an jeder Stelle zwei Querschnitte einander hinreichend nahe legen kann, die von einander und von allen zwischenliegenden Querschnitten nur unendlich wenig abweichen. Zwischen je zwei solchen Querschnitten kann der Draht als ein Cylinder von beliebig gestaltetem, aber unverändertem Querschnitt angesehen werden.
Wir betrachten zunächst nur einen solchen Cylinder an einer beliebigen Stelle des Drahtes. Die Axe dieses Cylinders soll zu den Dimensionen des Querschnittes $q\,$ in endlichem Verhältnis stehen. Wir dürfen sie deshalb als geradlinig ansehen und legen in sie die Axe der $x\,$ des rechtwinkligen Coordinatensystems. Die normalen Querschnitte sind also zur $y\,z$-Ebene parallel. Da die Dimensionen jedes Querschnittes unendlich klein sind, so dürfen wir die Strömung in seiner Ebene vernachlässigen im Vergleich zu der Strömung, die normal gegen diese Ebene gerichtet ist. D. h. wir dürfen in jeder Richtung, die in die Ebene eines Querschnittes fällt, die specifische Stromintensität gleich Null setzen:
| (1) | $i_{2}=0,\quad i_{3}=0,$ |
Ferner dürfen wir in einem und demselben Querschnitt jede der Componenten $\Xi ,\ \mathrm {H} ,\ \mathrm {Z}$ und den specifischen Widerstand $w\,$ constant nehmen. Nun folgt aber aus (1) und aus den Gleichungen (2) des §. 59:
* ${\frac {\partial V}{\partial y}}=-\mathrm {H} ,\quad {\frac {\partial V}{\partial z}}=-\mathrm {Z} ,$
d. h. für jeden Punkt innerhalb desselben Querschnittes:
* $V=-\mathrm {H} \,y-\mathrm {Z} \,z+f(x).$
Da aber in jedem Querschnitt $y\,$ und $z\,$ unendlich klein sind, so hat man kürzer
* $V=f(x).\,$
Die erste der Gleichungen (2) des §. 59 gibt hiernach:
| (2) | $w\,i_{1}=f'(x)+\Xi .$ |
Nun ist $f'(x)\,$ nur von $x\,$ abhängig, und ebenso hat nach der Voraussetzung $\Xi \,$ in allen Punkten desselben Querschnittes denselben
# Schwere, Elektricität und Magnetismus:253

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Wir kehren zu der Untersuchung der §§. 57, 58, und 59 zurück unter der besonderen Voraussetzung des §. 60, dass nemlich die elektromotorischen Kräfte $\varepsilon \Xi ,\varepsilon \mathrm {H} ,\varepsilon \mathrm {Z} \!$ nur in der unendlich dünnen Grenzschicht an der Berührungsstelle von zwei heterogenen Bestandtheilen des Leiters auftreten. Unter dieser Voraussetzung geht die Gleichung (7) des §. 59 in folgende über:
| (1) | ${\frac {dA}{dt}}=\iiint \left\lbrace i_{1}\,{\frac {\partial V}{\partial x}}+i_{2}\,{\frac {\partial V}{\partial y}}+i_{3}\,{\frac {\partial V}{\partial z}}\right\rbrace dx\,dy\,dz.$ |
Hier ist $dx\,dy\,dz$ ein Raumelement im Innern des Leiters, und die Integration ist über den ganzen von dem Leiter ausgefüllten Raum zu erstrecken. Nun haben wir aber die identischen Gleichungen:
* $i_{1}\,{\frac {\partial V}{\partial x}}={\frac {\partial (i_{1}\,V)}{\partial x}}-V\,{\frac {\partial i_{1}}{\partial x}},$
* $i_{2}\,{\frac {\partial V}{\partial y}}={\frac {\partial (i_{2}\,V)}{\partial y}}-V\,{\frac {\partial i_{2}}{\partial y}},$
* $i_{3}\,{\frac {\partial V}{\partial z}}={\frac {\partial (i_{3}\,V)}{\partial z}}-V\,{\frac {\partial i_{3}}{\partial z}}.$
Danach lässt die Gleichung (1) sich transformiren. Wir erhalten:
| (2) | ${\begin{aligned}{\frac {dA}{dt}}=&-\iiint V\left({\frac {\partial i_{1}}{\partial x}}+{\frac {\partial i_{2}}{\partial y}}+{\frac {\partial i_{3}}{\partial z}}\right)dx\,dy\,dz\\&-\int d\sigma \cdot V\left(i_{1}\,{\frac {\partial x}{\partial n}}+i_{2}\,{\frac {\partial y}{\partial n}}+i_{3}\,{\frac {\partial z}{\partial n}}\right).\\\end{aligned}}$ |
In dieser Gleichung erstreckt sich das erste Integral auf den ganzen von dem Leiter erfüllten Raum, das zweite auf seine gesammte Oberfläche, d. h. auf die isolirte freie Oberfläche und auf die Hüllen der Unstetigkeitsflächen. Diese Unstetigkeitsflächen sind hier die Flächen, in denen je zwei heterogene Leiterbestandtheile an einander stossen. Mit $n\!$ ist die auf dem Flächenelement $d\sigma \!$ nach dem Innern des Leiters gezogene Normale bezeichnet.
Für den Beharrungszustand, den wir voraussetzen, ist im Innern des Leiters an jeder Stelle:
| (3) | ${\frac {\partial i_{1}}{\partial x}}+{\frac {\partial i_{2}}{\partial y}}+{\frac {\partial i_{3}}{\partial z}}=0$ |
# Schwere, Elektricität und Magnetismus:254

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und an jeder Stelle der isolirten freien Oberfläche:
| (4) | $i_{1}\,{\frac {\partial x}{\partial n}}+i_{2}\,{\frac {\partial y}{\partial n}}+i_{3}\,{\frac {\partial z}{\partial n}}=0.$ |
Folglich bleibt auf der rechten Seite der Gleichung (2) nur noch das Oberflächen-Integral, erstreckt über beide Seiten jeder Unstetigkeitsfläche, übrig:
| (5) | ${\frac {dA}{dt}}=\int d\sigma \,V\left(i_{1}\,{\frac {\partial x}{\partial n}}+i_{2}\,{\frac {\partial y}{\partial n}}+i_{3}\,{\frac {\partial z}{\partial n}}\right).$ |
Wir nehmen in irgend einer Unstetigkeitsfläche ein Flächenelement $d\sigma \!$, errichten in einem Punkte desselben die Normale nach beiden Seiten und zählen auf ihr von dem Fusspunkte aus den Abstand $p\!$ positiv nach der einen, negativ nach der anderen Seite. Dann ist auf der Seite der positiven Normale $n=p\!$ und auf der Seite der negativen Normale $n=-p\!$. Folglich lässt sich statt der Gleichung (5) auch schreiben:
| (6) | ${\frac {dA}{dt}}=-\int d\sigma \ \cdot \left\lbrace {\begin{matrix}&\left\lbrack V\left(i_{1}\,{\frac {\partial x}{\partial p}}+i_{2}\,{\frac {\partial y}{\partial p}}+i_{3}\,{\frac {\partial z}{\partial p}}\right)\right\rbrack _{p=+0}\\-&\left\lbrack V\left(i_{1}\,{\frac {\partial x}{\partial p}}+i_{2}\,{\frac {\partial y}{\partial p}}+i_{3}\,{\frac {\partial z}{\partial p}}\right)\right\rbrack _{p=-0}\end{matrix}}\right\rbrace .$ |
Hier ist die Integration über jede Unstetigkeitsfläche nur einmal zu erstrecken. Nehmen wir aber Rücksicht auf die Gleichung (3) des §. 57, so ergibt sich sofort:
* ${\begin{aligned}&\left(i_{1}\,{\frac {\partial x}{\partial p}}+i_{2}\,{\frac {\partial y}{\partial p}}+i_{3}\,{\frac {\partial z}{\partial p}}\right)_{p=-0}\\\,\\=&\left(i_{1}{\frac {\partial x}{\partial p}}+i_{2}{\frac {\partial y}{\partial p}}+i_{3}{\frac {\partial z}{\partial p}}\right)_{p=+0}\\\end{aligned}}$
und danach erhält man statt (6) einfacher:
| (7) | ${\frac {dA}{dt}}=\int d\sigma \ (V_{+0}-V_{-0})\left(i_{1}{\frac {\partial x}{\partial p}}+i_{2}{\frac {\partial y}{\partial p}}+i_{3}{\frac {\partial z}{\partial p}}\right).$ |
Auch hier ist die Integration über jede Unstetigkeitsfläche nur einmal zu erstrecken. Setzen wir nun speciell voraus, dass in allen Punkten einer und derselben Unstetigkeitsfläche die Resultirende der elektromotorischen Kräfte $\varepsilon \,\Xi ,\,\varepsilon \,\mathrm {H} ,\,\varepsilon \,\mathrm {Z}$ constant und normal zur Fläche gerichtet sei, so ist für jede einzelne dieser Flächen die Spannungsdifferenz
* $V_{+0}-V_{-0}={\text{const.}},\,$
# Schwere, Elektricität und Magnetismus:257

Bernhard Riemann: Schwere, Elektricität und Magnetismus :
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des Leiters. Die mechanische Wärmetheorie stellt den Satz auf, dass die mechanische Kraft eines Systems das Maass der darin enthaltenen Wärmemenge ist. Wir bezeichnon mit $P\!$ das Potential aller zwischen den Bestandtheilen des Systems auftretenden Anziehungs- und Abstossungskräfte. Dann ist (§. 37)
* $\sum \,{\frac {1}{2}}\,m\,v^{2}-P$
der Ausdruck für die mechanische Kraft. Sind ausser jenen Anziehungs- und Abstossungskräften keine anderen Kräfte wirksam, so hat man nach §. 37, Gleichung (2)
| (1) | $\sum \,{\frac {1}{2}}\,m\,v^{2}-P={\text{Const.}}$ |
In diesem Falle ist also die mechanische Kraft des Systems unveränderlich und folglich auch die in dem System vorhandene Wärmemenge constant. Treten aber ausser jenen inneren Anziehungs- und Abstossungskräften noch andere, äussere Kräfte auf, deren Componenten im Punkte $(x,\,y,\,z)$ mit $X,\,Y,\,Z$ bezeichnet werden mögen, so lautet der Satz von der Erhaltung der lebendigen Kraft jetzt so:
| (2) | $\sum \,{\frac {1}{2}}\,m\,v^{2}-P-\sum \int \limits _{0}^{t}\left(X\,{\frac {\partial x}{\partial t}}+Y\,{\frac {\partial y}{\partial t}}+Z\,{\frac {\partial z}{\partial t}}\right)dt={\text{Const.}}$ |
Folglich ist in diesem Falle die mechanische Kraft des Systems
| (3) | $\sum \,{\frac {1}{2}}\,m\,v^{2}-P$ $={\text{Const.}}+\sum \int \limits _{0}^{t}\left(X\,{\frac {\partial x}{\partial t}}+Y\,{\frac {\partial y}{\partial t}}+Z\,{\frac {\partial z}{\partial t}}\right)dt,$ |
und sie hat in der Zeit von $t=0\!$ bis $t\!$ zugenommen um die von den äusseren Kräften während derselben Zeit geleistete Arbeit. Die in dem System vorhandene Wärmemenge hat also nach dem eben citirten Satze der mechanischen Wärmetheorie sich vermehrt um ein Quantum, welches jener Arbeit der äusseren Kräfte proportional ist.
Soll dies auf den vorliegenden Fall angewandt werden, so haben wir
# Topographia Superioris Saxoniae: Jessen

Topographia Germaniae :
| Jessen ||
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| aus: Matthäus Merian (Herausgeber und Illustrator) und Martin Zeiller (Textautor): Topographia Superioris Saxoniae. Merian, Frankfurt am Main 1650, S. 107. ||
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Ein Stättlein / vnnd Superintendentz so eygentlich zur Chur-Sachsen / oder dem Chur-Craysse gehörig ist. Liegt an der Elster / vnderhalb Lochau / oder Annaburg / bey Schweinitz vber / vnd 3. Meylen von Güterbock. Fridericus Taubmannus, in orat. de Hercule Academico, meldet / daß etliche der Meynung / daß dieses der Statt Wittenberg nahend gelegenes Stättlein / durch die Juden also / von Isai oder Iessa, seye genandt worden / welche auch vor Zeiten hierumb gewohnt haben.
# Topographia Superioris Saxoniae: Königstein

Topographia Germaniae :
| Königstein ||
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| aus: Matthäus Merian (Herausgeber und Illustrator) und Martin Zeiller (Textautor): Topographia Superioris Saxoniae. Merian, Frankfurt am Main 1650, S. 109–110. ||
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Zwo Meylen oberhalb der Statt Pirn / an der Elb / in Meissen / nahend den Böhmischen Gräntzen gelegen / vnd dem Herren Churfürsten von Sachsen gehörig. Das gewaltig veste Schloß ligt hoch auff dem Berge / welche Bergvestung Churfürst Augustus erbawt / vnnd sein Sohn Christianus I. mehrers befestigt hat/ daß man solche jetzt für vnvberwindlich helt. Hat nur ein einigen Zugang / vnd einen tieffen Wasserbrunn / durch den Berg / mit Stollen außgeführt. Der Berg hat auch was Ackerbaws. Vnten liegt das Stättlein / so der Schwedische Feldmarschall Johann Banner / Anno 1639. in seinem Zug nach Böheim / erobert hat: welches auch entweder damals / oder hernach / in den Brand gerahten seyn muß; weilen in der Clag / vnd Seufftzen deß Landes zu Meissen / solches vnder die jenige Churfürstliche Stätt gesetzt wird / deren Gottes: Raths: Bürger / oder gemeiner Statthäuser / vmb den Anfang deß 1643. Jahrs / nicht mehr vorhanden gewest seyn. Im Julio dieses gemelten 1643. Jahrs / hat auff der Vestung Königstein / das [110] Wetter / im Churfürstlichen Hauptzimmer / alles zerschmettert / als ob man Granaten Kugeln hinein geworffen; Ist auch vber selber Vestung ein groß streitend Kriegsheer zu Roß / vnnd Fuß / gesehen worden / vnnd / bey einem Soldaten allda außm Tische Blut geflossen / wie in der Franckfurter Herbst Relation dieses Jars / am 83. Blat / vnd im 5. Theil Theatri Europaei fol. 127. b. stehet.
# Topographia Superioris Saxoniae: Kemberg

Topographia Germaniae :
| Kemberg ||
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| aus: Matthäus Merian (Herausgeber und Illustrator) und Martin Zeiller (Textautor): Topographia Superioris Saxoniae. Merian, Frankfurt am Main 1650, S. 108. ||
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Ein Stättlein vnder dz Ampt Wittenberg gehörig / vnd eine Meyl von solcher Statt / auff der Strassen von Leipzig dahin / gelegen: allda / weil es noch wol gestanden / wenig zu sehrn gewest. Andreas Carlstadius hat es etwas bekant gemacht: vnd newlich die Schweden / die es Anno 1637. außgeplündert vnd abgebrant haben. Besiehe die Meißnische Klagschrifft.
# Topographia Superioris Saxoniae: Kindelbürck

Topographia Germaniae :
| Kindelbürck (heute: Kindelbrück) ||
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| aus: Matthäus Merian (Herausgeber und Illustrator) und Martin Zeiller (Textautor): Topographia Superioris Saxoniae. Merian, Frankfurt am Main 1650, S. 108. ||
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Ein Stättlein in Thüringen / an einem vnbenambsten Wasser / so in die Wippra fält / vnd nahend Weissensee / gelegen. Hat vorhin / da es noch ein Dorff gewesen / als ein Pfandschilling vom Landgraven / Graff Herman von Beichlingen gehört / kam aber / wegen deß Graven verbrechen / Anno 1359. wider an den Landgraven. Der Zeit ist es Chur-Sächsisch; wiewol solches abgebrant jetzt ist. Anno 1569. den 8. Junii / ist im Gasthofe allhie / ein groß Fewer auffgangen / vnnd seyn. 31. Häuser / vnd die besten Höffe am Marckt / abgebronnen. Anno 1582. seynd vber hundert Häuser / ohne Ställ / vnnd Schewern / zu Kindelbrücken / sampt der Kirchen / Rahthauß / Schul / Pfarr / Glockenthurn / mit 5. Glocken / vnnd der Seigerglocken / innerhalb drey Stunden / im Fewer vergangen / drey Menschen todt funden / sehr viel Pferdt / Schwein / Hüner / vnd Aenten / verbrandt. Das Fewer ist den 16. Junii an 3. Orten / in vnderschiedlichen Scheuren / auff einmal angangen.