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# Elektrische Kraft Hertz:246

Heinrich Hertz: Untersuchungen über die Ausbreitung der elektrischen Kraft :
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des Stromes 1, welche bei der Verschiebung die Strombahn 2 durchschneiden, multiplicirt mit der Stromstärke in 2 und der Constanten $A.\,$ Beide Aussagen führen zu dem gleichen Resultat; wir beweisen dies, indem wir das Product aus der Intensität der einen Strombahn und der Zahl der sie durchsetzenden Kraftlinien der anderen Strombahn durch einen in Hinsicht beider symmetrischen Ausdruck darstellen. Beziehen sich nämlich die Bezeichnungen $i,ds\,$ auf die Strombahn 1;$i',\ ds',\ U',\ V',\ W',\ L',\ M',\ N'\,$ auf die Strombahn 2, so ist die mit $Ai\,$ multiplicirte Zahl der Kraftlinien von 2, welche 1 durchsetzen, gleich:
* ${\begin{aligned}&Ai\int (L'\cos n,x+M'\cos n,y+N'\cos n,z)d\omega \\=&A^{2}i\int {\bigg \lbrace }\left({\frac {dV'}{dz}}-{\frac {dW'}{dy}}\right)\cos n,x+\left({\frac {dW'}{dx}}-{\frac {dU'}{dz}}\right)\cos n,y\\&\qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad \qquad +\left({\frac {dU'}{dy}}-{\frac {dV'}{dx}}\right)\cos n,z{\bigg \rbrace }d\omega \\=&-A^{2}i\int (U'\cos s,x+V'\cos s,y+W'\cos s,z)ds\\=&-A^{2}ii'\iint {\frac {\cos s,x\cos s',x+\cos s,y\cos s',y+\cos s,z\cos s',z}{r}}dsds'\\=&-A^{2}ii'\iint {\frac {\cos \varepsilon }{r}}dsds',\end{aligned}}$
worin $\varepsilon \,$ den Winkel bezeichnet, welchen die beiden Stromelemente im Raum miteinander bilden. Der erlangte Ausdruck ist symmetrisch in Bezug auf beide Strombahnen. Man weiss, dass in der That die Aenderungen dieses Ausdruckes, des mit $A^{2}ii'\,$ multiplicirten Neumann’schen Potentiales der einen Strombahn auf die andere die zur gegenseitigen Verschiebung geschlossener Ströme erforderliche Arbeit und daraus die zwischen den ruhenden Strömen auftretenden ponderomotorischen Kräfte ergeben. Man weiss auch, dass diese Aussage Alles enthält, was man in Hinsicht der zwischen Strömen auftretenden ponderomotorischen Kräfte mit Sicherheit behaupten kann.
Wir berechnen noch die magnetische Energie eines Raumes in welchem die stationären Stromcomponenten $u,v,w\,$ und die unveränderlichen magnetischen Dichten $m\,$ vertheilt sind, unter der beschränkenden Voraussetzung, dass sich magnetisirbare Körper in dem Raume nicht vorfinden. Verstehen wir jetzt unter $\psi \,$
# Elektrische Kraft Hertz:238

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eines elektrostatischen Systems. Wir erhalten denselben der Reihe nach in den Formen:
* ${\begin{aligned}{\frac {1}{8\pi }}\int \left({\mathfrak {X}}X+{\mathfrak {Y}}Y+{\mathfrak {Z}}X\right)d\tau =-{\frac {1}{8\pi }}\int \left({\mathfrak {X}}{\frac {d\varphi }{dx}}+{\mathfrak {Y}}{\frac {d\varphi }{dy}}+{\mathfrak {Z}}{\frac {d\varphi }{dz}}\right)d\tau \\={\frac {1}{8\pi }}\int \varphi \left({\frac {d{\mathfrak {X}}}{dx}}+{\frac {d{\mathfrak {Y}}}{dy}}+{\frac {d{\mathfrak {Z}}}{dz}}\right)d\tau ={\tfrac {1}{2}}\int \varphi e_{w}d\tau ={\tfrac {1}{2}}\int \int {\frac {e_{w}e_{f}}{r}}d\tau d\tau .\end{aligned}}$
Die Integrationen sind dabei über allen Raum erstreckt gedacht, in welchem elektrische Störungen vorkommen, also bis zu Grenzen, an welchen die Störungen verschwinden, und die sinngemässe Umformung der Integale an den Grenzflächen ist stillschweigend unterstellt. Die Zunahme, welche ein jeder dieser Ausdrücke erleidet, wenn bei eintretender Bewegung der ponderabelen Körper die an den Körperelementen haftenden Mengen der wahren Elektricität constant bleiben, ist nach Abschnitt 12 gleich der von den mechanischen Kräften bei dieser Bewegung geleisteten Arbeit. Besteht also unser System aus zwei Elektricitätsmengen $E_{1}\,$ und $E_{2},\,$ welche im Aether in einem gegen ihre eigenen Dimensionen sehr grossen Abstand $R\,$ voneinander sich befinden, so vermindert sich bei Vermehrung des Abstandes beider um $dR\,$ die elektrische Energie des Raumes um:
* ${\tfrac {1}{2}}\;(E_{1}\;E_{2}+E_{2}\;E_{1})\;{\frac {dR}{R^{2}}},\,$
der Ausdruck $E_{1}E_{2}/R^{2}\,$ stellt also die mechanische Kraft dar, mit welcher beide Elektricitäten sich voneinander zu entfernen trachten. Das Coulomb’sche Gesetz, welches in den älteren Theorien den Ausgangspunkt aller Betrachtungen bildete, erscheint jetzt als ein entferntes Endresultat.
In Hinsicht der allgemeinen Bestimmung der ponderomotorischen Kräfte müssen wir uns hier begnügen, darauf hinzuweisen, dass die letzten beiden für die Energie erlangten Ausdrücke dieselben sind, deren Aenderung auch nach der gewöhnlichen Elektrostatik die bei der Bewegung der Körper geleistete Arbeit ergiebt, und daraus zu folgern, dass wir aus den Aenderungen dieser Ausdrücke dieselben Kräfte berechnen werden, von welchen die gewöhnliche Elektrostatik ausgeht und welche an der Erfahrung geprüft sind. Insbesondere wird sich zeigen lassen, dass auf ein Körperelement, welches die Menge $e\,$ an wahrer Elektricität enthält, die mechanischen Kraftcompo-
# Elektrische Kraft Hertz:240

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gleich dem $(1-\mu )\,$fachen der im Inneren des Körpers normal zur Oberfläche gerichteten Kraft. Bei gleichem Sinn der Kraft ist also das Vorzeichen der Belegung eines diamagnetischen Körpers demjenigen der Belegung eines paramagnetischen Körpers entgegengesetzt.
Die Lehre vom ruhenden Magnetismus gewinnt ferner ein besonderes Ansehen durch den Umstand, dass gerade die in Hinsicht der magnetischen Erscheinungen wichtigsten Körper, Eisen- und Stahlsorten, sich der Theorie nur in ganz roher Annäherung fügen. Diese Körper zeigen permanenten und remanenten Magnetismus, es ist also in ihnen die Polarisation des ponderabelen Stoffes theilweise unabhängig von der herrschenden Kraft, und also der magnetische Zustand nicht vollständig durch eine einzige Richtungsgrösse zu definiren. Da ausserdem die Beziehungen zwischen der Kraft und den durch sie bewirkten Störungen keine linearen sind, so treten diese Körper aus doppeltem Grunde aus dem Rahmen der gegenwärtigen Theorie heraus. Um sie nicht ganz von der Betrachtung ausschliessen zu müssen, ersetzen wir sie durch den jedesmal nächststehenden zweier Idealkörper, des vollkommen weichen Eisens oder des vollkommen harten Stahles. Ersteres definiren wir als einen Körper, welcher unseren Gleichungen folgt, und für welchen $\mu \,$ einen sehr grossen Werth hat. Indem wir diesen Werth je nach der Natur des behandelten Problems verschieden wählen, erzielen wir eine weitere Annäherung. Den vollkommen harten Stahl definiren wir als einen unseren Gleichungen folgenden Körper von der Magnetisirungsconstanten Eins, in dessen Innern wahrer Magnetismus vorkommen kann in beliebiger Vertheilung, jedoch so, dass die Gesammtmenge des in jedem Stahlstück vorhandenen wahren Magnetismus wiederum von Null nicht abweicht.
Für den Zustand der stationären Bewegungen gelten in den Nichtleitern die gleichen Bedingungen, wie für den statischen Zustand; in den Leitern, welche wir in diesem Abschnitt der Einfachheit halber als isotrop voraussetzen, nehmen die in Betracht kommenden Gleichungen (9$_a$), (9$_b$), (9$_c$) die Form an:
# Elektrische Kraft Hertz:241

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* $(15_{\text{a}})\left\lbrace {\begin{aligned}{\frac {dZ}{dy}}-{\frac {dY}{dz}}=&0,\\{\frac {dX}{dz}}-{\frac {dZ}{dx}}=&0,\\{\frac {dY}{dx}}-{\frac {dX}{dy}}=&0;\\\end{aligned}}\right.\qquad (15_{\text{b}})\left\lbrace {\begin{aligned}{\frac {dM}{dz}}-{\frac {dN}{dy}}=&4\pi Au,\\{\frac {dN}{dx}}-{\frac {dL}{dz}}=&4\pi Av,\\{\frac {dL}{dy}}-{\frac {dM}{dx}}=&4\pi Aw.\\\end{aligned}}\right.$
* $(15_{\text{c}})\ u=\lambda (X-X'),\ v=\lambda (Y-Y'),\ w=\lambda (Z-Z').\,$
Differenziren wir die Gleichungen (15$_b$) beziehungsweise nach $x,y,z\,$ und addiren sie, so folgt:
| $(15_{\text{d}})\,$ | ${\frac {du}{dx}}+{\frac {dv}{dy}}+{\frac {dw}{dz}}=0,$ |
welche Gleichung an Flächen, an welchen sich die Strömungen sprungweise ändern, die Form annimmt:
| $(15_{\text{e}})\,$ | $(u_{2}-u_{1})\cos n,x+(v_{2}-v_{1})\cos n,y+(w_{2}-w_{1})\cos n,z=0.\,$ |
Fügen wir die Gleichungen (15$_d$) und (15$_e$) den Gleichungen (15$_a$) und (15$_c$) hinzu, so erhalten wir ein System, welches lediglich die elektrischen Kräfte enthält. Dasselbe kann ohne Rücksicht auf die magnetischen Kräfte behandelt werden und giebt uns die Theorie der Stromvertheilung. Sind die Componenten $u,v,w\,$ der Strömung gefunden, so ergiebt uns weiter die Behandlung der Gleichungen (15$_b$) die von diesen Strömungen ausgeübten magnetischen Kräfte.
Es erhellt aus den Gleichungen (15$_a$), dass die Kräfte auch im Innern der durchströmten Leiter noch als die negativen Differentialquotienten einer Function $\varphi ,\,$ des Potentials, dargestellt werden können, welches durch die Bedingung bestimmt ist, dass überall sein muss:
* $(15_{\text{f}})\left\lbrace {\begin{aligned}{\frac {d}{dx}}\left(\lambda {\frac {d\varphi }{dx}}\right)+{\frac {d}{dy}}\left(\lambda {\frac {d\varphi }{dy}}\right)+{\frac {d}{dz}}\left(\lambda {\frac {d\varphi }{dz}}\right)=&-{\frac {d}{dx}}\left(\lambda X'\right)\\&-{\frac {d}{dy}}\left(\lambda Y'\right)-{\frac {d}{dz}}\left(\lambda Z'\right).\end{aligned}}\right.$
An der Grenzfläche zweier heterogener Leiter nimmt diese Gleichung die Form an:
* $(15_{\text{g}})\left\lbrace {\begin{aligned}&\lambda _{2}\left({\frac {d\varphi }{dn}}\right)_{2}-\lambda _{1}\left({\frac {d\varphi }{dn}}\right)_{1}=-(\lambda _{2}X'_{2}-\lambda _{1}X'_{1})\cos n,x\\&-(\lambda _{2}Y'_{2}-\lambda _{1}Y'_{1})\cos n,y-(\lambda _{2}Z'_{2}-\lambda _{1}Z'_{1})\cos n,z,\end{aligned}}\right.$
# Elektrische Kraft Hertz:243

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genannten Componenten des Vectorpotentiales ein, indem wir setzen:
* $U=\int {\frac {u}{r}}d\tau ,\ V=\int {\frac {v}{r}}d\tau ,\ W=\int {\frac {w}{r}}d\tau .$
Die Integrale sind über den ganzen Raum zu erstrecken; infolge der Bedingungen des stationären Zustandes wird dabei:
* ${\frac {dU}{dx}}+{\frac {dV}{dy}}+{\frac {dW}{dz}}=0.\,$
Wir setzen nun:
* $(16_{\text{a}})\left\lbrace {\begin{aligned}L=A&\left({\frac {dV}{dz}}-{\frac {dW}{dy}}\right),\quad M=A\left({\frac {dW}{dx}}-{\frac {dU}{dz}}\right),\\&\qquad N=A\left({\frac {dU}{dz}}-{\frac {dV}{dx}}\right).\end{aligned}}\right.$
Diese $L,M,N\,$ sind Lösungen der Gleichungen (15$_b$) und genügen der Gleichung:
* ${\frac {dL}{dx}}+{\frac {dM}{dy}}+{\frac {dN}{dz}}=0.\,$
Wenn sich also auch die wirklich vorhandenen Kräfte von ihnen unterscheiden können, so genügen doch die Unterschiede beider den Bedingungen für die Kräfte ruhender Magnetismen, und können als von solchen herrührend angesehen werden, wobei nicht ausgeschlossen ist, dass diese Magnetismen ihrerseits wiederum durch die Strömungen veranlasst seien. Sind aber insbesondere ruhende Magnetismen nicht vorhanden, so stellen die angegebenen Formen die vorhandenen magnetischen Kräfte vollständig dar.
Haben wir es nur mit linearen Stromleitern zu thun, in welchen die Stromstärke $i\,$ herrscht, so treten in den Werthen der $U,V,W\,$ an Stelle der Ausdrücke $ud\tau ,vd\tau ,wd\tau \,$ die Ausdrücke $idx,idy,idz,\,$ wobei $dx,dy,dz\,$ die Projectionen des Elementes $ds\,$ der Strombahn auf die drei Axen sind, und die Integrationen alsdann längs der Stromwege um deren ganzen Umfang genommen werden müssen. Wollen wir die magnetischen Kräfte der gesammten Strömung als die Summen der Wirkungen der einzelnen Stromelemente ansehen, so giebt eine ihren Resultaten nach zulässige Zerlegung unserer Integrale für die Wirkung des Stromelementes $idx\,$ auf den Punkt $x'\ y'\ z',\,$
# Elektrische Kraft Hertz:245

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betrachtet werden als das Potential einer magnetischen Doppelschicht. Durch Verfolg dieser Auffassung gelangen wir zu der Ampère’schen Theorie des Magnetismus. Es kann andererseits mit Gauss der Werth jenes Integrales in einem bestimmten Punkte gedeutet werden als der sphärische Winkel, unter welchem, von dem Punkte aus gesehen, die Strombahn erscheint. Von hieraus ergiebt uns ein leichter Uebergang die Richtigkeit der Aussage: es stelle jenes Integral für einen Punkt die Zahl der Kraftlinien dar, welche ein in dem Punkte aufgestellter Einheitspol durch die Strombahn sendet. Das ganze Potential, einschliesslich seiner Vieldeutigkeit, kann hieran anknüpfend gedeutet werden durch die Aussage: es sei die Differenz seiner Werthe in zwei Punkten gleich der mit $Ai\,$ multiplicirten Zahl der Kraftlinien, welche in bestimmter Richtung die Strombahn durchschneiden, wenn ein Einheitspol auf beliebigem Wege aus dem einen Punkte in den anderen übergeführt wird.
Die letztgenannte Deutung ist von unserem Standpunkte aus die angemessenste, auch erlaubt sie uns unter Berufung auf die Lehren der Abschnitte 12 und 14 die folgenden Schlüsse aneinander zu reihen. Erstens: Die mechanische Arbeit, welche geleistet werden muss, um einen Magnetpol oder auch ein System unveränderlicher Magnetismen in der Nähe eines constant gehaltenen linearen Stromes zu verschieben, ist gleich der Zahl der Kraftlinien des Magnetpoles oder des magnetischen Systemes, welche bei der Bewegung die Strombahn in bestimmter Richtung durchschneiden, multiplicirt mit der Stromstärke und der Constanten A. Zweitens: Die mechanische Arbeit, welche geleistet werden muss, um einen constant gehaltenen Strom in einem beliebigen magnetischen Felde zu verschieben, ist gleich der Zahl der Kraftlinien, welche bei der Verschiebung von der Strombahn durchschnitten werden, multiplicirt mit der Stärke des Stromes und der Constanten A. Endlich also im Besonderen: Die mechanische Arbeit, welche geleistet werden muss, um einen constant gehaltenen Strom 1 in der Nähe eines constant gehaltenen Stromes 2 zu verschieben, ist gleich der Zahl der magnetischen Kraftlinien der Strombahn 2, welche von der Strombahn 1 bei der Bewegung durchnitten werden, multiplicirt mit der Stromstärke in 1 und der Constanten A. Mit dem gleichen Rechte ist diese Arbeit auch gleich der Zahl der Kraftlinien
# Elektrische Kraft Hertz:247

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das Potential der Magnetismen $m,\,$ so erhalten wir die Energie successive in den Formen:
* $(16_{\text{c}})\left\lbrace {\begin{aligned}&{\frac {1}{8\pi }}\int (L^{2}+M^{2}+N^{2})d\tau \\=&{\frac {A}{8\pi }}\int {\bigg \lbrace }L\left({\frac {dV}{dz}}-{\frac {dW}{dy}}-{\frac {1}{A}}{\frac {d\psi }{dx}}\right)&+&M\left({\frac {dW}{dx}}-{\frac {dU}{dz}}-{\frac {1}{A}}{\frac {d\psi }{dy}}\right)\\&&+&N\left({\frac {dU}{dy}}-{\frac {dV}{dx}}-{\frac {1}{A}}{\frac {d\psi }{dz}}\right){\bigg \rbrace }d\tau \end{aligned}}\right.$
* $(16_{\text{c}})\left\lbrace {\begin{aligned}=&{\frac {A}{8\pi }}\int {\bigg \lbrace }U\left({\frac {dM}{dz}}-{\frac {dN}{dy}}\right)+V\left({\frac {dN}{dx}}-{\frac {dL}{dz}}\right)\\+&W\left({\frac {dL}{dy}}-{\frac {dM}{dx}}\right){\bigg \rbrace }d\tau \\+&{\frac {1}{8\pi }}\int \psi \left({\frac {dL}{dx}}+{\frac {dM}{dy}}+{\frac {dN}{dz}}\right)d\tau \\=&{\tfrac {1}{2}}A^{2}\int (Uu+Vv+Ww)d\tau +{\tfrac {1}{2}}\int \psi md\tau ,\\&{\mbox{oder in Anwendung auf lineare Ströme:}}\\=&{\tfrac {1}{2}}A^{2}\iint {\frac {ii'\cos \varepsilon }{r}}dsds'+{\tfrac {1}{2}}\int \psi md\tau ,\end{aligned}}\right.$
wobei in dem ersten Theile der letzten Form die Integration sowohl nach $ds\,$ als nach $ds'\,$ über alle vorhandenen Ströme auszudehnen ist. Es erhellt aus dieser letzten Form, dass die Verschiebung unveränderlicher Magnete und unveränderlicher Ströme gegeneinander die magnetische Energie des Raumes nicht verändert. Es findet daher auch die mechanische Arbeit, welche bei solcher Verschiebung verbraucht wird, nicht in der Aenderung der magnetischen Energie des Raumes ihre Compensation, wie es bei der Verschiebung unveränderlicher Magnete gegeneinander der Fall ist, sondern es muss von dem Verbleib der aufgewandten Arbeitsmenge anderweitig Rechenschaft abgelegt werden. Es erhellt ferner aus der gleichen Form, dass die Verschiebung constant gehaltener Ströme gegeneinander allerdings eine Aenderung der Energie des Raumes bedingt, welche dem absoluten Werth nach der aufgewandten mechanischen Arbeit gleich ist. Aber die Berücksichtigung der Vorzeichen ergiebt, dass diese Aenderung nicht in solchem Sinne erfolgt, dass dieselbe als Compensation der verlorenen mechanischen Energie könnte angesehen werden, sondern in entgegengesetztem Sinne. Es ist also in diesem Falle noch Rechenschaft abzulegen über
# Die Vielgeliebte

Textdaten :
| Autor: | unbekannt |
| Illustrator: | {{{ILLUSTRATOR}}} |
| Titel: | Die Vielgeliebte |
| Untertitel: | {{{SUBTITEL}}} |
| aus: | Die zehnte Muse. Dichtungen vom Brettl und fürs Brettl. S. 129–130 |
| Herausgeber: | Maximilian Bern |
| Auflage: | |
| Entstehungsdatum: | |
| Erscheinungsdatum: | 1904 |
| Verlag: | Otto Eisner |
| Drucker: | {{{DRUCKER}}} |
| Erscheinungsort: | Berlin |
| Übersetzer: | |
| Originaltitel: | {{{ORIGINALTITEL}}} |
| Originalsubtitel: | |
| Originalherkunft: | |
| Quelle: | Commons = Google-USA* |
| Kurzbeschreibung: | |
| Artikel in der Wikipedia ||
| Eintrag in der GND: {{{GND}}} ||
| Bild ||
| Die zehnte Muse (Maximilian Bern).djvu|page=135 | |
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Die Vielgeliebte.
 Meiner Vielgeliebten gleich Ist kein Mädchen in dem Reich; Eine bessre Beute Macht kein Fürst; drum trag ich sie
Auf den Händen, lasse nie
Sie von meiner Seite.
 Früh, eh noch der Morgen graut, Hängt die Liebliche vertraut Schon an meinem Munde;
O wie brennt sie heiss für mich!
Wer ist froher dann als ich Auf dem Erdenrunde?
 Dieses süsse Lippenspiel Wird mir nimmermehr zu viel;
Und in langen Zügen
Schlürf’ ich gierig manche Stund’ Aus dem schön geformten Mund Labung und Vergnügen.
 Manches Silberkettchen wand
Meine pflegerische Hand,
Manches Band von Seiden Um den schönen Hals; es muss, Wer sie sieht, mir den Genuss Dieser Holden neiden.
Schwirrt der Sorgen düstrer Schwarm
Mir vor Augen, drückt der Harm Meine Seele nieder: O dann fühl’ ich ihren Wert; Denn aus ihrem Munde kehrt
Ruh und Friede wieder.
Abends bei dem Mondenschein Lieg’ ich oft mit ihr allein Hingestreckt im Grase; Manches Mädchen, jung und schön,
Rümpft dann im Vorübergehn
Ueber sie die Nase.
Mancher reiche Muselmann Schafft sich deren viele an, Liebt sie alle treue.
Wird von einer heut beseelt,
Und am andern Morgen wählt Er sich eine neue.
 Lass, o Schicksal, sie mir nur! Sie ist mir von der Natur
Eine süsse Gabe.
Feste, Gunst der grossen Herr’n, Tanz und Spiel verlass ich gern, Wenn ich sie nur habe.
 Wenn man schmählich von ihr spricht,
Thu ich, als bemerkt’ ich’s nicht,
Ob ich’s gleich begreife; Mag sie auch verschmähet sein, Sie bleibt dennoch immer mein: – Meine Tabakspfeife!
# Die Vetterschaft

Textdaten :
| Autor: | Johann Karl Wilhelm Geisheim |
| Illustrator: | {{{ILLUSTRATOR}}} |
| Titel: | Die Vetterschaft |
| Untertitel: | |
| aus: | Gedichte, Zweites Bändchen. S. 171–172 |
| Herausgeber: | |
| Auflage: | |
| Entstehungsdatum: | |
| Erscheinungsdatum: | 1839 |
| Verlag: | Josef Max & Komp. |
| Drucker: | {{{DRUCKER}}} |
| Erscheinungsort: | Breslau |
| Übersetzer: | |
| Originaltitel: | |
| Originalsubtitel: | |
| Originalherkunft: | |
| Quelle: | Commons, Google |
| Kurzbeschreibung: | |
| Artikel in der Wikipedia ||
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| Bild ||
| [[Bild:|250px]] | |
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| [[index:|Indexseite]] | |
Die Vetterschaft.
Wer nicht bei Hof’ ’en Vetter hat, Hört man sprichwörtlich meinen, Der steigt nicht hoch in Land und Stadt, Und bleibt nur unter Kleinen;
Drum, Menschlein, strebt dein Wunsch hinan,
So schaff dir einen Vetter an.
Wohl gilt zu Zeiten auch die Kunst, Doch mehr noch gilt der Vetter. Der Vetterschaften Kunst und Gunst
Ist aller Künste Spötter.
Strebt Fleiß und Geist auch kühn empor, Der Vetter kommt ihm doch zuvor.
Drum vettre dich bei Vettern an, Nicht minder bei den Muhmen;
Zünd’ ihnen Myrrh’ und Weihrauch an,
Bück’ dich, und streue Blumen; Ja, gieb zu jedem Dienst dich her, Und wenn’s der allerletzte wär'.
Man glaubt nicht, wie so gar zu gern
Ihr Lob die Vettern hören;
Nenn’ dreist sie Sonne, Mond und Stern,
Leicht wirst du sie bethören.
Lob’ unverschämt sie in’s Gesicht, Sie merken deine Lügen nicht.
Wenn recht du eingevettert bist,
Dann wird der Vetter sorgen. Der Schmeichler übt die feinste List, Er sitzt im Rohr geborgen. Ihm stehn die Vettern zu Gebot,
Ihm frommt ihr Leben und ihr Tod.
Er bittet nichts von Gott, als daß Die reichen Vettern sterben; Sieht gern sie beißen in das Gras, Er wird sie ja beerben.
Denn, Vetter, zur Hundsfötterei
Gehört noch die Erbschleicherei.
Vor allen Dingen strebe drum Nach Gunst im Vetterstande. Bist du vervettert, sei auch drumm,
Blüht doch dein Glück im Lande.
Verlaß dich nicht auf Geist und Kunst, Es fehlt dir Alles, fehlt dir Gunst.
# Die Viborger

Textdaten :
| Autor: | |
| Illustrator: | |
| Titel: | Die Viborger |
| Untertitel: | |
| aus: | Fliegende Blätter, Band 1, Nr. 2, S. 13 |
| Herausgeber: | Kaspar Braun, Friedrich Schneider |
| Auflage: | |
| Entstehungsdatum: | |
| Erscheinungsdatum: | 1845 |
| Verlag: | Braun & Schneider |
| Drucker: | {{{DRUCKER}}} |
| Erscheinungsort: | München |
| Übersetzer: | |
| Originaltitel: | |
| Originalsubtitel: | |
| Originalherkunft: | |
| Quelle: | MDZ München, Commons |
| Kurzbeschreibung: | |
| Artikel in der Wikipedia ||
| Eintrag in der GND: ||
| Bild ||
| Fliegende Blätter 1.djvu|page=17 | |
| Bearbeitungsstand ||
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Zu Viborg in dem Saale, da sassen sie zu Rath, Und lärmten und decretirten von Sprache, Recht und Staat; Da ließen sie auch die Vögel, kommen vom ganzen Land, Von Schleswig und von Holstein bis zu der Elbe Strand.
Und als die Vögel kamen, so führt’ man sie herein.
Und hieß den Platz sie nehmen am Sünderstühlchen ein. „Ihr Vögel von Schleswig und Holstein sollt euch nicht unterstehn, „In Zukunft mehr zu singen, zu pfeifen und zu kräh’n; „Ihr müßt Viborgisch lernen, und dies zwar alsobald,
„Daß fürder nur erklinge Viborgisch durch den Wald.
„Es sticht uns wie mit Messern ein jeder andre Laut, „Das kommt von unsrer Ohren entsetzlich dicker Haut.