stanford-oval/wikipedia huggingface dataset:
Manyetik tek kutup
Maxwell denklemleri

Maxwell'in elektromanyetik denklemleri elektrik ve manyetik alanı birbiri ile ilişkilendirir ve elektrik yüklerinin hareketini açıklar. Bu denklemler elektrik yüklerini açıklar fakat manyetik yükleri varsaymaz. Fakat bu duruma bir istisna vardır ve o da denklemlerin elektrik ve manyetik alaların değişimi altında simetrik özelliklere sahip olmasıdır. Simetrik Maxwell denklmeleri bütün yükler sıfıra eşit olduğunda yazılabilir ve aslında elektromanyetik dalga fonksiyonu bu şekilde türetilir.
Tamamen simetrik Maxwell denklemleri eğer elektrik yüküne benzer şekilde manyetik yük kavramına da izin verilirse yeniden yazılabilir. Bu sayede manyetik yük yoğunluğu kavramı,ρm ile birlikte manyetik akım yoğunluğu,jm, kavramı da denklemlerde yer alabilir.
Eğer manyetik yükler yok ise veya var fakat uzayın herhangi bir yerinde bulunmuyor ise, Maxwell denklemlerinin yeni terimlerinin hepsi sıfıra eşit olur ve genişletilmiş denklemler elektromanyetik denklemlerin geleneksel olan ∇⋅B = 0 haline indirgenir (Burada ∇⋅) diverjans ve B ise manyetik alandır).
2013 yılında Sergio Severini ve Alessandro Settimi, manyetik indüksiyon alanı için sıfır sapmalı ikinci Maxwell denklemine yeni bir bakış açısı kazandırmakla ilgilendiler. Bu amaçla, iki yazar, yüklü, göreceli olmayan parçacıklardan oluşan bir sistemin bazı fiziksel yönlerini, boş uzayda yayılan bir elektromanyetik (EM) alanın kaynakları olarak değerlendirdiler. Özellikle, toplam momentumun korunumu ile manyetik indüksiyon alanı için sıfır sapma koşulu arasındaki bağlantı araştırıldı. Bu bilimsel makale, solenoidalite koşulu olarak bilinen, uzay boyunca manyetik indüksiyon alanının sıfır sapma özelliği için gerekli koşulun doğrudan sistem için toplam momentumun korunumundan türetildiği yeni bir bağlam sunmuştur. yaylar ve alan. Genel olarak, çalışma, manyetik tek kutupların varlığı veya en azından gözlemlenebilirliği hakkında, bunların yalnızca uygun simetri varsayımları altında yalnızca teorik olarak makul olduklarına dair bazı soruları açık bırakan sonuçlara yol açtı.
Durağan alan elektrik yükü ve manyetik monopoller.  Hareket (hız ),  yükü  manyetik alanı indükler  parçacık ise  elektrik alanını indükler.
Elektrik dipol momenti  kaynaklı  elektrik alanı.  İki manyetik monopolün oluşturduğu  magnetik dipol  ve dipol kaynaklı  manyetik alanı.  Doğada bulunan (monopol kaynaklı olmayan) magnetik dipol momenti  kaynaklı  manyetik alanı.
Elektrik yükleri (siyah/beyaz) ve manyetik kutuplar (kırmızı/mavi) kaynaklı E Elektrik alanları ve B manyetik alanlar.
Maxwell denklemleri > Gauss cgs birimleri

Gauss cgs birim sisteminde genişletilmiş Maxwell denklemleri aşağıdaki gibidir.
| Name | Manyetik monopol olmadan | Manyetik monopol durumunda |
| --- | --- | --- |
Gauss Yasası:  \nabla \cdot \mathbf {E} =4\pi \rho _{\mathrm {e} }
| Manyetizma için Gauss Yasası |  \nabla \cdot \mathbf {B} =0 |  \nabla \cdot \mathbf {B} =4\pi \rho _{\mathrm {m} } |
| Faraday İndüklenme Yasası |  -\nabla \times \mathbf {E} ={\frac {1}{c}}{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}} |  -\nabla \times \mathbf {E} ={\frac {1}{c}}{\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}+{\frac {4\pi }{c}}\mathbf {j} _{\mathrm {m} } |
Ampère Yasası (Maxwell denk. birlikte):  \nabla \times \mathbf {B} ={\frac {1}{c}}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}+{\frac {4\pi }{c}}\mathbf {j} _{\mathrm {e} }
| Lorentz kuvvet denklemi |  \mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +{\frac {\mathbf {v} }{c}}\times \mathbf {B} \right) |  \mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +{\frac {\mathbf {v} }{c}}\times \mathbf {B} \right)+q_{\mathrm {m} }\left(\mathbf {B} -{\frac {\mathbf {v} }{c}}\times \mathbf {E} \right) |

Bu denklemlerde ρm manyetik yük yoğunluğunu, jm manyetik akım yoğunluğunu ve qm test parçacığının manyetik yükünü temsil eder. Diğer başka tanımlar ve detaylar için Maxwell denklemleri sayfasına bakınız. Ayrıca denklemlerin birimsiz türlerini elde etmek için  c çarpanlarını siliniz.
Maxwell denklemleri > SI'ya göre

SI birimlerinde, manyetik yük için iki çelişen birim vardır;qm: webers (Wb) ve amper·meters (A·m). İkisinin birbiri arasında dönüşümü;qm(Wb) = μ0qm(A·m) şeklindedir çünkü birimlerin 1 Wb = 1 H·A = (1 H·m-1)·(1 A·m) olduğu birimsel analiz ile görülür. (H:henry – SI birim sistemindeinductance birimidir). Bundan sonra Maxwell denklemleri aşağıdaki formu alır:
| Yasa | Manyetik monopol olmadan | Weber konvensiyonu | Amper·metre konvensiyonu |
| --- | --- | --- | --- |
Gauss Yasası:  \nabla \cdot \mathbf {E} ={\frac {\rho _{\mathrm {e} }}{\epsilon _{0}}}
| Manyetizma için Gauss Yasası |  \nabla \cdot \mathbf {B} =0 |  \nabla \cdot \mathbf {B} =\rho _{\mathrm {m} } |  \nabla \cdot \mathbf {B} =\mu _{0}\rho _{\mathrm {m} } |
| Faraday İndüklenme Yasası |  -\nabla \times \mathbf {E} ={\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}} |  -\nabla \times \mathbf {E} ={\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}+\mathbf {j} _{\mathrm {m} } |  -\nabla \times \mathbf {E} ={\frac {\partial \mathbf {B} }{\partial t}}+\mu _{0}\mathbf {j} _{\mathrm {m} } |
Ampère Yasası (Maxwell denk. birlikte):  \nabla \times \mathbf {B} =\mu _{0}\epsilon _{0}{\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}+\mu _{0}\mathbf {j} _{\mathrm {e} }
| Lorentz kuvvet denklemi |  \mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right) |  \mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right)  +{\frac {q_{\mathrm {m} }}{\mu _{0}}}\left(\mathbf {B} -\mathbf {v} \times {\frac {\mathbf {E} }{c^{2}}}\right) |  \mathbf {F} =q_{\mathrm {e} }\left(\mathbf {E} +\mathbf {v} \times \mathbf {B} \right)  +q_{\mathrm {m} }\left(\mathbf {B} -\mathbf {v} \times {\frac {\mathbf {E} }{c^{2}}}\right) |
Maxwell denklemleri > Tensör formülasyonu

Maxwell denklemleri tensörler ile birlikte Lorentz kovaryansını daha anlaşılır hale getirir. Genel olarak denklemler şu şekildedir:
| Maxwell denklemleri | Gaussian birimlerde | SI (Wb) | SI (A⋅m) |
| --- | --- | --- | --- |
| Faraday-Gauss yasası |  \partial _{\alpha }F^{\alpha \beta }={\frac {4\pi }{c}}J_{\mathrm {e} }^{\beta } |  \partial _{\alpha }F^{\alpha \beta }=\mu _{0}J_{\mathrm {e} }^{\beta } |  \partial _{\alpha }F^{\alpha \beta }=\mu _{0}J_{\mathrm {e} }^{\beta } |
| Ampère-Gauss yasası |  \partial _{\alpha }{{\tilde {F}}^{\alpha \beta }}={\frac {4\pi }{c}}J_{\mathrm {m} }^{\beta } |  \partial _{\alpha }{{\tilde {F}}^{\alpha \beta }}={\frac {1}{c}}J_{\mathrm {m} }^{\beta } |  \partial _{\alpha }{{\tilde {F}}^{\alpha \beta }}={\frac {\mu _{0}}{c}}J_{\mathrm {m} }^{\beta } |
| Lorentz kuvvet yasası |  {\frac {dp_{\alpha }}{d\tau }}=\left[q_{\mathrm {e} }F_{\alpha \beta }+q_{\mathrm {m} }{{\tilde {F}}_{\alpha \beta }}\right]{\frac {v^{\beta }}{c}} |  {\frac {dp_{\alpha }}{d\tau }}=\left[q_{\mathrm {e} }F_{\alpha \beta }+q_{\mathrm {m} }{{\tilde {F}}_{\alpha \beta }}\right]v^{\beta } |  {\frac {dp_{\alpha }}{d\tau }}=\left[q_{\mathrm {e} }F_{\alpha \beta }+{\frac {q_{\mathrm {m} }}{\mu _{0}}}{{\tilde {F}}_{\alpha \beta }}\right]v^{\beta } |
Bu denklemlerde
Fαβ  elektromanyetik  tensörü, ~Fαβ = 1/2εαβγδFγδ ifadesi ikili elektromanyetik tensörü.
qe elektrik yüküne ve qm manyetik yüküne sahip bir parçacık için; v dört-hız ve p dört-momentumu;
verilen bir elektrik ve manyetik alan dağılımı için Je = (ρe, je)  dört-akımı ve Jm = (ρm, jm) dört manyetik akımı
temsil eder.
Sadece elektrik yüküne sahip bir parçacığın alanı klasik elektromanyetizmanın kovaryant formülasyonuna göre dört-potansiyel kullanılarak açıklanabilir.
Fakat, bu formül hem elektrik hem de manyetik yüke sahip bir parçacık için yetersiz kalır ve potansiyel içeren bir başka  $P$ terimi ekleriz P:
Alanların bu formülü, Shanmugadhasan daha önce öne sürmesine rağmen sıklıkla Cabibo-Ferrari ilişkisi olarak anılır. Burada εαβγδ ifadesi Levi-Civita sembolü olarak isimlendirilir ve endeksleri de Einstein toplam düzenine göre hareket eder
Maxwell denklemleri > İkililik dönüşümü

Genelleştirilmiş Maxwell denklemleri ikililik dönüşümü olarak adlandırılan kesin bir simetriye sahiptir. İstenirse herhangi bir gerçek ξ açısı seçilebilir ve aynı anda alanları ve evrendeki bütün yükleri aşağıdaki gibi değiştirir:
| Yükler ve Akımlar | Alanlar |
| --- | --- |
 {\begin{pmatrix}\rho _{\mathrm {e} }\\\rho _{\mathrm {m} }\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\cos \xi &-\sin \xi \\\sin \xi &\cos \xi \\\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}\rho _{\mathrm {e} }'\\\rho _{\mathrm {m} }'\end{pmatrix}}:  {\begin{pmatrix}\mathbf {E} \\\mathbf {H} \end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\cos \xi &-\sin \xi \\\sin \xi &\cos \xi \\\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}\mathbf {E'} \\\mathbf {H'} \end{pmatrix}}
 {\begin{pmatrix}\mathbf {J} _{\mathrm {e} }\\\mathbf {J} _{\mathrm {m} }\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\cos \xi &-\sin \xi \\\sin \xi &\cos \xi \\\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}\mathbf {J} _{\mathrm {e} }'\\\mathbf {J} _{\mathrm {m} }'\end{pmatrix}}:  {\begin{pmatrix}\mathbf {D} \\\mathbf {B} \end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\cos \xi &-\sin \xi \\\sin \xi &\cos \xi \\\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}\mathbf {D'} \\\mathbf {B'} \end{pmatrix}}

“x üssü” şeklindeki ifadeler dönüşümden önceki alanlar ve yüklerdir ve üssü olmayan ifadeler dönüşümden sonrasını içindir. Alanlar ve yükler değişimden sonra da aynı Maxwell denklemlerine uyar. Kullanılan matris iki boyutlu dönüşüm matrisidir.
Dönüşümün ikiliğinden dolayı parçacığın sadece manyetik yüke mi yoksa sadece elektrik yüke mi ya da her ikisine birden mi sahip olduğu sadece parçacığın davranışından ve Maxwell denklemleriyle karşılaştırmak suretiyle anlaşılamaz. Örneğin, bu sadece bir düzendir Maxwell denklemlerinin gerekliliği değil, öyle ki elektronlar elektronlar elektrik yüküne sahip fakat manyetik yüke sahip değildir ve bir ξ = π/2 dönüşümünden sonra diğer şekilde tezahür eder. Önemli olan deneysel gerçek şudur ki şu ana kadar gözlenen bütün parçacıklar aynı manyetik yük bölü elektrik yük oranına sahiptir. İkililik dönşümleri bu oranı herhangi bir keyfi sayı ile değiştirebilir fakat bütün parçacıkların aynı orana sahip olduğu gerçeğini değiştiremez. Bu durumda olduğundan, bir ikilik dönüşüm sıfır olması için bu oran ayarlar yapılabilir ve bu sayede bütün parçacıklar sıfır manyetik yüke sahip olabilir. Bu seçim geleneksel elektrik ve manyetizma tanımının altını çizer.
Topolijik  yorum > Dirac sicimi

Elektromanyetizma teorisi benzeri bir ölçü teorisi ölçü alanı ile tanımlanır ve bu alanlar uzay-zamandaki her yol için bir grup elemanı ile iştirak eder. Bir sonsuz küçük bir yol için grup elemanı 1 + iAμdxμ olur ki bu da sonlu ve s tarafından parametrize edilmiş bir grup elemanı;
Bu yollardan grup elemanına çizilen harita Wilson dögüsü veya holonomy olarak adlandırılır ve U(1) ölçü grubu için bu yolu geçerken hangi bir yüklü parçacığın dalga fonksiyonu kazanır
Bir döngü için;
Fakat eğer tüm parçacık yükleri  tam sayı e katları ise, akısı 2π/e olan selonid girişim saçaklarına sahip olmaz çünkü faz faktörü bütün yüklü parçacıklar için e2πi = 1 olur. Böyle bir selenoid eğer yeterince ince ise kuantum-mekaniksel olarak görünmezdir. Eğer böyle bir selenoid 2π/e kadar bir akı taşıyacak olursa  ve eğer bu akı selenoidin herhangi bir ucundan taşacak olursa monopolden ayır edilmez hale gelecektir.
Aslında Dirac'in monopol çözümü çizgi şeklinde sonsuz küçük olan ve bir noktada biten bir selenoid tanımlar ve bu selenoid çözümün özel bir parçasıdır; Dirac sicimi. Dirac sicimi monopol ile karşı manyetik yüklü antimonopolle arasında bir bağlantı kurar, Dirac versiyonunda  sicim sonsuza gitmesine rağmen. Sicim gözlemlenemezdir yani istenilen bir yerde konumlandırılabilir ve iki koordinat eklentisi kullanarak sicimi görülemeyeceği yere kaydırarak eklentilerdeki alanlar tekil olmayan bir hale getirilebilir.
Topolijik  yorum > Sicim teorisi

Evrende, kuantum yerçekimi sağlar regülatörü sağlayan fenomendir. Kütleçekimi dahil olduğu zaman monopolün tekilliği bir kara delik olabilir ve ayrıca büyük kütle ve manyetik yük için kara delik kütlesi kara deliğin manyetik yüke eşit olur, yani manyetik kara deliğin kütlesi sonsuz olmaz. Eğer kara delik Hawking radyasyonu tamamen ışıma yaparsa, yüklü en hafif parçacık çok ağır olamaz. En hafif monopol kendi yükünden daha az veya eşit kütleye sahip olmalıdır (doğal birimlerce)
Yani bu duruma karşılık gelen her holografik teoride-ki bir örneği de sicim teorisi daima sonlu kütleye sahip monopoller vardır. Sıradan elektromanyetizma için kütle üst sınırı pek kullanışlı değil çünkü yaklaşık olarak Planck kütlesi ile eşdeğerdir.
Topolijik  yorum > Matematiksel formülasyon

Matematikte (klsaik bir) ölçü alanı  uzay zamanda temel G-demeti üzerinde bir bağlantı  olarak tanımlanır. G ölçü grubudur ve her bir fiber demetine ayrı olarak davranır. 
G  demeti üzerindeki Bir “bağlantı” fiberleri M civarı noktalarda nasıl birbirine yapıştıracağınızı söyler. Bir sürekli simetri grubu G ile başlar- ki bu grupta fiber F etkiler- ardından bütün sonsuz küçük yollar ile grup elemanını birleştirir. Herhangi bir yol boyunca grup çarpımı demet üzerinde, G elemanını fiber F ye etki eden bir yol ile ilişki bir şekilde sahip olarak, bir noktadan başka bir noktaya nasıl hareket edeceğinizi söyler.
Matematikte, demetin tanımı topoloji üstüne yoğunlaşmak üzere tasarlanmıştır, yani bağlantı kavramı  sonra dan akla gelen düşünceler ile şekillenmiştir. Fizikte, bağlantı temel bir fiziksel objedir. Cebirsel topolojideki karakteristik sınıf teorisinde en temel gözlemlerden biri de nontrival prensip demetlerindeki birçok homotopik yapının herhangi bir bağlantı üzerinde bir polinomun integrali ile açıklanma ihtimalidir. Unutmayınız;Trival demet asla bir nontrival prensip demeti vermez.
Eğer uzay zaman R4 G-demetinin bütün olası bağlantıları bağlanmıştır. Fakat uzayzaman dan hayat çizgisine sildiğimizi düşünelim. Bu durumun sonucu olan uzay zaman topolojk küre S2 homotopik eşitlik tir.
G-demet formülasyonunda bir ölçü teorisi Dirac monopolünü kabul eder; her bir sabit yola deforme edilemez bir grup dolaşma yolları olacak şekilde bir G basit bağlantı olmadığı zaman. U(1), kuantize yüklere sahip bir U(1), basit bağlanmış değildir ve R- onun evrensel  kavrama grubu- basit bağlanmış iken kuantize yüklere sahip değildir ve Dirac monopolünü kabul etmez. Matematiksel tanımı Dirac aşağıdaki şartıyla fizik tanımı, eşdeğerdir, gösterge alanları sadece yama bilge ve farklı yamaları göstergesi alan bir göstergesi dönüşümden sonra yapıştırılır tanımlandığı izin verilir. Toplam manyetik yük aslında bir topolojik invarianttır
Tek kutuplular(monopoller)ın bu argümanı bir bakıma  kement argümanının saf bir U(1) teorisi için yeniden belirtilmiş halidir. d + 1 ile d ≥ 2 boyutlarıyla birkaç yolla genelleşir.
Bir yöntem  olarak her şeyi ekstra boyutlar ile açmak düşünülebilir ki bu sayede U(1) tek kutupluları d - 3 boyutunun düzlemi haline gelebilirler. Bir başka yöntem ise πd - 2(G) homotopi grubunda topolojik tekilliği gözlemlemektir.
Manyetik tek kutuplu arayışları

Manyetik tek kutupluları keşfedebilmek için çok sayıda deneme yapılmıştır. En basitlerinden biri “süperiletken kuantum girişim cihazı” veya SKGC kullanmak yani süperiletken tel ile bir döngü yoluyla çok küçük manyetik kaynakları incelemektir. Verilen bir yoğunluktaki laboratuvar masasına sığacak kadar küçük döngülerin yılda bir kez monopol durumu oluşturması öngörülür. Birçok boşuna umutlandıran olaylar kayıt altına alınmışsa da, 14 Şubat 1982 tarihinde Blas Cabrera muhtemel monopolü çeren bir olay kaydetmiştir, (kimi zaman bu Sevgililer Günü monopolü olarak da anılır)  fakat, manyetik tek kutuplunun varlığına dair tekrarlanabilir bir kayıt bulunamamıştır.
P. Buford Price ve ekibi tarafından yürütülen 1975 yılındaki başka bir deneyle ise kozmik ışımada hareket eden bir manyetik tek kutuplunun keşfi duyurulmuştur. Price iddiasını daha sonra dan geri çekmiştir ve olası bir alternatif çözüm Alvarez tarafından önerilmiştir. Alvarez, çalışmasında manyetik monopol tarafından olduğu öne sürülen kozmik ışımanın yolunun aslında platinyum çekirdeğinin önce osmiyum daha sonra da tantalyuma nükleer bozunum suretiyle oluşmuş olabileceğini iddia etmiştir. Diğer deneyler de monopoller ile fotonlar arsındaki güçlü eşleşmeye güvenir, tıpkı herhangi bir elektrik yüklü parçacık için olan durum gibi. Parçacık hızlandırıcılar ile foton değişimi içeren deneylerde tek kutuplular mantıklı sayılarda üretilmelidir ve foton saçılımına etkilerinden dolayı tespit edilmelidir. Böyle bir parçacığın bu tarz bir olayda üretilme ihtimali, kütlesi ile doğru orantılıdır -daha ağır olan parçacıklar üretilmeye daha az yatkındır- yani bu deneylerin sonuçları incelenerek manyetik tek kutuplunun kütlesinin en büyük ve en küçük değerleri hesaplanabilir. Bu tarzda işleyen en güncel değerler 600 GeV/c2 kütlenin altında monopol olamaz – kütlenin üst limiti ise evrenin varlığına göre değişir-  ki bu da çok ağır olsalardı çökeceklerini gösterir. Büyük hadron çarpıştırıcısında inşa edilen MoEDAL deneyi makroskopik kara deliklerin manyetik alanı manyetik monopol olabilir ki aslında bu da Einstein-Rosen köprüsüne bir giriş sayılır.
Çaypınar, Sivas

| Çaypınar |
| --- | --- |
Köy

 Sivas'ın Türkiye'deki konumu
ÇaypınarÇaypınar'ın Sivas'taki konumu
Ülke:  Türkiye
İl: Sivas
İlçe: Merkez
Coğrafi bölge: İç Anadolu Bölgesi
İdare
 • Yönetici: Muhtar İhtiyar heyeti
Rakım: 1532 m
Nüfus (2021)
 • Toplam: 60
Zaman dilimi: UTC+03.00 (TSİ)
İl alan kodu: 0346
İl plaka kodu: 58
Posta kodu: 58060
Çaypınar, Sivas ilinin Merkez ilçesine bağlı bir köydür.
Tarihçe

Köyün eski adı 1968 yılı kayıtlarında Kızılca olarak geçmektedir.
Coğrafya

Köy, Sivas il merkezine 25 km uzaklıktadır.
Nüfus

| Yıllara göre köy nüfus verileri |
| --- | --- |
2021: 60
2020: 59
2019: 67
2018: 86
2017: 92
2016: 92
2015: 103
2014: 111
2013: 109
2012: 128
2011: 121
2010: 120
2009: 141
2008: 147
2007: 137
2000: 145
1990: 204
1985: 276
Çelebiler, Sivas

| Çelebiler |
| --- | --- |
Köy

 Sivas'ın Türkiye'deki konumu
ÇelebilerÇelebiler'in Sivas'taki konumu
Ülke:  Türkiye
İl: Sivas
İlçe: Merkez
Coğrafi bölge: İç Anadolu Bölgesi
İdare
 • Yönetici: Muhtar İhtiyar heyeti
Rakım: 1365 m
Nüfus (2021)
 • Toplam: 181
Zaman dilimi: UTC+03.00 (TSİ)
İl alan kodu: 0346
İl plaka kodu: 58
Posta kodu: 58060
Çelebiler, Sivas ilinin Merkez ilçesine bağlı bir köydür.
Tarihçe

Köyün eski adı 1928 yılı kayıtlarında Tekeli ya da Tekevli olarak geçmektedir. Köy 1916 yılında bugünkü adını almıştır.
Coğrafya

Köy, Sivas il merkezine 18 km uzaklıktadır.
Nüfus

| Yıllara göre köy nüfus verileri |
| --- | --- |
2021: 181
2020: 187
2019: 177
2018: 215
2017: 189
2016: 194
2015: 185
2014: 258
2013: 263
2012: 185
2011: 172
2010: 172
2009: 170
2008: 169
2007: 166
2000: 204
1990: 174
1985: 194
1965: 285
Emirhan, Sivas

| Emirhan |
| --- | --- |
Köy

 Sivas'ın Türkiye'deki konumu
EmirhanEmirhan'ın Sivas'taki konumu
Ülke:  Türkiye
İl: Sivas
İlçe: Merkez
Coğrafi bölge: İç Anadolu Bölgesi
İdare
 • Yönetici: Muhtar İhtiyar heyeti
Rakım: 1620 m
Nüfus (2021)
 • Toplam: 88
Zaman dilimi: UTC+03.00 (TSİ)
İl alan kodu: 0346
İl plaka kodu: 58
Posta kodu: 58060
Emirhan, Sivas ilinin Merkez ilçesine bağlı bir köydür.
Tarihçe

Köy, 1916 yılından beri aynı adı taşımaktadır.
Coğrafya

Köy, Sivas il merkezine 20 km uzaklıktadır.
Nüfus

| Yıllara göre köy nüfus verileri |
| --- | --- |
2021: 88
2020: 90
2019: 102
2018: 105
2017: 65
2016: 65
2015: 76
2014: 91
2013: 81
2012: 60
2011: 67
2010: 62
2009: 73
2008: 79
2007: 65
2000: 96
1990: 145
1985: 193
1965: 247
Bedirli, Sivas

| Bedirli |
| --- | --- |
Köy

 Sivas'ın Türkiye'deki konumu
BedirliBedirli'nin Sivas'taki konumu
Ülke:  Türkiye
İl: Sivas
İlçe: Merkez
Coğrafi bölge: İç Anadolu Bölgesi
İdare
 • Yönetici: Muhtar İhtiyar heyeti
Rakım: 1276 m
Nüfus (2021)
 • Toplam: 147
Zaman dilimi: UTC+03.00 (TSİ)
İl alan kodu: 0346
İl plaka kodu: 58
Posta kodu: 58060
Bedirli, Sivas ilinin Merkez ilçesine bağlı bir köydür.
Tarihçe

Köyün eski adı 1928 yılı kayıtlarında Herekli olarak geçmektedir. Eski bir bucak merkezidir. 2014 yılında tüm bucaklar ile birlikte resmi olarak kaldırılmıştır.
Coğrafya

Köy, Sivas il merkezine 50 km uzaklıktadır. TCDD Kayseri-Sivas konvansiyonel tren hattında köyün ismini taşıyan tren isyasyonu vardır. D.851 numaralı Tokat-Kayseri (Yıldızeli-Şarkışla) devlet yolu kenarındadır.
Nüfus

| Yıllara göre köy nüfus verileri |
| --- | --- |
2021: 147
2020: 155
2019: 166
2018: 175
2017: 167
2016: 175
2015: 154
2014: 166
2013: 171
2012: 172
2011: 190
2010: 201
2009: 200
2008: 220
2007: 243
2000: 346
1990: 602
1985: 668
1965: 683
Güllüce, Sivas

| Güllüce |
| --- | --- |
Köy

 Sivas'ın Türkiye'deki konumu
GüllüceGüllüce'nin Sivas'taki konumu
Ülke:  Türkiye
İl: Sivas
İlçe: Merkez
Coğrafi bölge: İç Anadolu Bölgesi
İdare
 • Yönetici: Muhtar İhtiyar heyeti
Rakım: 1390 m
Nüfus (2021)
 • Toplam: 22
Zaman dilimi: UTC+03.00 (TSİ)
İl alan kodu: 0346
İl plaka kodu: 58
Posta kodu: 58060
Güllüce, Sivas ilinin Merkez ilçesine bağlı bir köydür.
Tarihçe

Köy, 1916 yılından beri aynı adı taşımaktadır.
Coğrafya

Köy, Sivas il merkezine 11 km uzaklıktadır. Köy, TCDD Kayseri-Sivas konvansiyonel tren hattı ve D.851 numaralı Tokat-Kayseri devlet yolu ve Kızılırmak'ın kolu Tecer Irmağı kenarındadır.
Nüfus

| Yıllara göre köy nüfus verileri |
| --- | --- |
2021: 22
2020: 24
2019: 25
2018: 26
2017: 25
2016: 27
2015: 24
2014: 22
2013: 23
2012: 26
2011: 
2010: 29
2009: 31
2008: 29
2007: 31
2000: 48
1990: 45
1985: 42
1965: 35
Tony Curran

| Tony Curran |
| --- | --- |
Tony Curran (2011)
Doğum: Anthony Curran 13 Aralık 1969 (55 yaşında) Glasgow, İskoçya, UK
Meslek: Aktör
Boy: 1,89 m (6 ft 2+1⁄2 in)
Evlilik: Mai Nguyen (e. 2008)

Tony Curran; (d. 13 Aralık 1969; Glasgow, İskoçya), İskoç aktör.
Glasgow'un bilinen R.S.A.M.D. okulu'ndan mezun olmuştur. Tony, kızıl saçlı ve mavi gözlüdür. 

Aktör küçüklüğünden beri aktör olmak istediğini dile getiriyormuş: Bana çok küçükken sormuşlar, 
 Ne olmak istiyorsun? Ben de Aktör deyince soran kişi hayretler icinde kalmış.
Şimdiye kadar bazı büyük yapımlarda yer alan Tony, şaşırtıcı bir şekilde çoğunlukla BBC'nin eski This life serisindeki küçük rolünün hatırlandığını söylüyor. 

Belki de bu rolünde bir eşcinsel tesisatçıyı oynadığından kaynaklandığını söylüyor.
Alan Moore'un LXG, filminde görünmez adamı oynamak için kendisinden mavi ve sıkı bir elbise giymesini istemişler. 

Tek üzüntüsünün (elbise hakkında) ise elbisenin mavi yerine yeşil olmaması idi. Koyu bir Celtic FC taraftarı olan Tony, bunu dile getirmişti.
Filmografi

Being Human (1993) — Çapulcu
Shallow Grave (1994) — seyahat acentesi
Captives (1994) — Spider
Go Now (1995) — Chris Cameron
The Magical Legend of the Leprechauns (1999) — Sean Devine
The 13th Warrior (1999) —  Weath the Musician
Gladiator (2000) — Katil #1
Pearl Harbor (2001) — Ian
Blade II (2002) — Rahip
Menace (2002) — Det. Sgt. Skinner  (TV)
The League of Extraordinary Gentlemen (2003) — Rodney Skinner (The Invisible Man)
Flight of the Phoenix (2004) — Rodney
Beowulf & Grendel (2005) — Hondscioh
Underworld: Evolution (2006) — Markus Corvinus
Red Road (2006) — Clyde
Miami Vice (2006) — Aryan Brother (as Anthony Curran)
The Good German (2006) — Danny
Trust Me (2007) — Miles Loncrain
Shuttle (2008) — Sürücü
The Midnight Meat Train (2008) — Sürücü
The Lazarus Project (2008) — William Reeds
A Day in the Life (2009) — Dr. Reynolds
Ondine (2009) — Alex
Corrado (2009) — Memur Tony
Golf in the Kingdom (2010) - Adam Green
Doctor Who (2010) -  Vincent Van Gogh
The Presence (2010) - The Man In Black
The Adventures of Tintin (2011) — Teğmen Delcourt
Big Mommas: Like Father, Like Son (2011) - Chirkoff
The Veteran (2011) - Chris Turner
Cat Run (2011) - Sean Moody
Two-Legged Rat Bastards (2011) (kısa) - Desoto
Crossmaglen (2011) -  Dermot McGarvey
The Last Best Place (2011) -  Fletcher
Defiance (2013) - Datak Tarr