**Bell teoremi** fizikteki birbiriyle yakından ilişkili birkaç sonucu kapsayan bir terimdir ve bu sonuçların tümü kuantum mekaniği'nin, ölçümün doğası hakkında bazı temel varsayımların olduğu yerel gizli değişken teorileri ile uyumsuz olduğunu belirler. Buradaki "yerel", yerellik ilkesini, bir parçacığın yalnızca yakın çevresinden etkilenebileceği ve fiziksel alanların aracılık ettiği etkileşimlerin ışık hızından daha hızlı yayılamayacağı fikrini ifade eder. "Gizli değişkenler", kuantum teorisine dahil olmayan ancak yine de deneylerin sonucunu etkileyen kuantum parçacıklarının varsayılan özellikleridir. Bu sonuç ailesine adını veren fizikçi John Stewart Bell'in sözleriyle, "Eğer gizli değişkenli bir teori yerel ise, kuantum mekaniği ile uyuşmaz ve eğer kuantum mekaniği ile uyuşursa, yerel olmaz."

Terim, geniş bir şekilde bir dizi farklı türetmeye uygulanır; bunlardan ilki Bell tarafından 1964'te "Einstein Podolsky Rosen Paradoksu Üzerine" başlıklı bir makalede tanıtıldı. Bell'in makalesi, Albert Einstein, Boris Podolsky ve Nathan Rosen'in, kuantum fiziğinin "eksik" bir teori olduğunu savunarak önerdiği 1935 tarihli bir düşünce deneyine bir yanıttı. 1935'te, kuantum fiziğinin tahminlerinin olasılığa dayalı olduğu zaten kabul edilmişti.
Einstein, Podolsky ve Rosen, bir çift parçacığın kuantum durumunun dolanık olacağı şekilde hazırlanmasını ve ardından parçacıkları gelişigüzel şekilde büyük bir mesafeye ayırmayı içeren bir senaryo sundular. Deneyci, parçacıklardan biri üzerinde gerçekleştirilebilecek olası kuantum mekaniksel ölçüm seçeneklerine sahiptir. Bir ölçüm seçtiklerinde ve bir sonuç elde ettiklerinde, diğer parçacığın kuantum durumu, diğer parçacık ne kadar uzakta olursa olsun, o sonuca bağlı olarak bir anda yeni bir duruma çöker. Bu, ya birinci parçacığın ölçümünün bir şekilde ikinci parçacıkla ışık hızından daha hızlı etkileşime girdiğini ya da dolanık parçacıkların ayrılmadan önce son kuantum durumlarını önceden belirleyen bazı ölçülmemiş özelliklere sahip olduğunu düşündürür. Bu nedenle, yerellik varsayıldığında, parçacığın gerçek fiziksel özelliklerinin tam bir tanımını veremediği için kuantum mekaniği eksik olmalıdır. Başka bir deyişle, elektronlar ve fotonlar gibi kuantum parçacıkları, kuantum teorisinde yer almayan bazı özellik veya nitelikler taşımalıdır ve kuantum teorisinin tahminlerindeki belirsizlikler, daha sonra "gizli değişkenler" olarak adlandırılan bu özelliklerle ilgili cehaletten veya bilinmezlikten kaynaklanacaktır.

Bell, kuantum dolanıklık analizini çok daha ileriye taşıdı. Ölçümler, dolanık bir çiftin iki ayrı parçacığı üzerinde bağımsız olarak yapılırsa, sonuçların her bir yarıdaki gizli değişkenlere bağlı olduğu varsayımının, iki ölçümdeki sonuçların nasıl ilişkilendirildiğine ilişkin matematiksel bir kısıtlama anlamına geldiği sonucuna vardı. Bu kısıtlama daha sonra **Bell eşitsizliği** olarak adlandırılacaktı. Bell daha sonra kuantum fiziğinin bu eşitsizliği ihlal eden korelasyonları tahmin ettiğini gösterdi. Sonuç olarak, gizli değişkenlerin kuantum fiziğinin tahminlerini açıklayabilmesinin tek yolu, onların "yerel olmaması"dır; bu, iki parçacığın ne kadar geniş bir alana ayrılırsa ayrılsınlar, bir şekilde anında etkileşime girebildiklerini söylemektir.

Sonraki yıllarda, Bell teoreminin birden çok varyasyonu öne sürülerek, genellikle Bell eşitsizlikleri (veya "Bell-tipi eşitsizlikler") olarak bilinen yakından ilişkili diğer koşullar ortaya kondu. Bell'in teoremini test etmek için tasarlanan ilk ilkel deney, 1972'de John Clauser ve Stuart Freedman tarafından yapıldı. Toplu olarak *Bell testleri* olarak bilinen daha gelişmiş deneyler, o zamandan beri birçok kez gerçekleştirildi. Sıklıkla, bu deneylerin amacı "boşlukları kapatmak", yani prensipte daha önceki Bell testlerinin bulgularının geçerliliğini etkileyebilecek deneysel tasarım veya kurulum sorunlarını iyileştirmekti. Bugüne kadar Bell testleri, fiziksel sistemlerin kuantum mekaniğine uyduğunu ve Bell eşitsizliklerini ihlal ettiğini tutarlı bir şekilde bulmuştur; yani bu deneylerin sonuçları herhangi bir yerel gizli değişken teorisiyle bağdaşmaz.

Korelasyonlar üzerinde Bell tipi bir kısıtlamayı kanıtlamak için gereken varsayımların kesin doğası, fizikçiler ve filozoflar tarafından tartışıldı. Bell'in teoreminin önemi şüphe götürmezken, kuantum mekaniğinin yorumlanması üzerindeki tüm sonuçları çözümlenmemiştir.

Teorem
------

Temel fikir üzerinde birçok varyasyon vardır, bazıları diğerlerinden daha güçlü matematiksel varsayımlar kullanır. Önemli bir şekilde, Bell tipi teoremler herhangi bir yerel gizli değişkenler teorisine atıfta bulunmaz, bunun yerine kuantum fiziğinin klasik doğa resimlerinin ardındaki genel varsayımları ihlal ettiğini gösterir. Bell tarafından 1964'te ispatlanan orijinal teorem, deneye en uygun teorem değildir ve Bell tipi eşitsizlikler türünü daha sonraki bir örnekle tanıtmak uygundur.

Varsayımsal karakterler Alice ve Bob geniş ölçüde ayrılmış konumlarda duruyor. Meslektaşları Victor bir çift parçacık hazırlar ve birini Alice'e, diğerini Bob'a gönderir. Alice parçacığını aldığında, iki olası ölçümden birini yapmayı seçer (belki hangisine karar vermek için yazı tura atarak). Bu ölçümleri şu şekilde belirtin: {\displaystyle A\_{0}} ve {\displaystyle A\_{1}}. Hem {\displaystyle A\_{0}} hem de {\displaystyle A\_{1}} "ikili" ölçümlerdir: {\displaystyle A\_{0}}'ın sonucu ya {\displaystyle +1} ya da {\displaystyle -1}'dir ve aynı şekilde {\displaystyle A\_{1}} için de geçerlidir. Bob parçacığını aldığında, ikisi de ikili olan {\displaystyle B\_{0}} ve {\displaystyle B\_{1}} olmak üzere iki ölçümden birini seçer.

Her ölçümün parçacığın zaten sahip olduğu bir özelliği ortaya çıkardığını varsayalım. Örneğin, Alice {\displaystyle A\_{0}}'ı ölçmeyi seçer ve {\displaystyle +1} sonucunu elde ederse, aldığı parçacık {\displaystyle a\_{0}} özelliği için {\displaystyle +1} değerini taşır.
Aşağıdaki kombinasyonu göz önünde bulundurun:


a

0

b

0

+

a

0

b

1

+

a

1

b

0

−

a

1

b

1

=
(

a

0

+

a

1

)

b

0

+
(

a

0

−

a

1

)

b

1

.

{\displaystyle a\_{0}b\_{0}+a\_{0}b\_{1}+a\_{1}b\_{0}-a\_{1}b\_{1}=(a\_{0}+a\_{1})b\_{0}+(a\_{0}-a\_{1})b\_{1}\,.}

{\displaystyle a_{0}b_{0}+a_{0}b_{1}+a_{1}b_{0}-a_{1}b_{1}=(a_{0}+a_{1})b_{0}+(a_{0}-a_{1})b_{1}\,.}
Hem {\displaystyle a\_{0}} hem de {\displaystyle a\_{1}}, {\displaystyle \pm 1} değerlerini aldığından, o zaman ya {\displaystyle a\_{0}=a\_{1}} ya da {\displaystyle a\_{0}=-a\_{1}}'dir. İlk durumda {\displaystyle (a\_{0}-a\_{1})b\_{1}=0}, ikinci durumda ise {\displaystyle (a\_{0}+a\_{1})b\_{0}=0}. Böylece, yukarıdaki ifadenin sağ tarafındaki terimlerden biri kaybolacak ve diğeri {\displaystyle \pm 2}'ye eşit olacaktır. Sonuç olarak, Victor'un yeni parçacık çiftleri hazırlamasıyla deney birçok denemede tekrarlanırsa, {\displaystyle a\_{0}b\_{0}+a\_{0}b\_{1}+a\_{1}b\_{0}-a\_{1}b\_{1}} kombinasyonunun tüm denemelerdeki ortalama değeri 2'den küçük veya ona eşit olacaktır. Hiçbir "tek" deneme bu miktarı ölçemez, çünkü Alice ve Bob her biri yalnızca bir ölçüm seçebilir, ancak altta yatan özelliklerin var olduğu varsayımına göre, toplamın ortalama değeri her terimin ortalamalarının toplamıdır. Ortalamaları belirtmek için köşeli parantez kullanırsak,



⟨

A

0

B

0

⟩
+
⟨

A

0

B

1

⟩
+
⟨

A

1

B

0

⟩
−
⟨

A

1

B

1

⟩
≤
2

.

{\displaystyle \langle A\_{0}B\_{0}\rangle +\langle A\_{0}B\_{1}\rangle +\langle A\_{1}B\_{0}\rangle -\langle A\_{1}B\_{1}\rangle \leq 2\,.}

{\displaystyle \langle A_{0}B_{0}\rangle +\langle A_{0}B_{1}\rangle +\langle A_{1}B_{0}\rangle -\langle A_{1}B_{1}\rangle \leq 2\,.}
Bu bir Bell eşitsizliğidir, özellikle CHSH eşitsizliği.:115 Buradaki türetilmesi iki varsayıma bağlıdır: birincisi, temel fiziksel özellikler {\displaystyle a\_{0},a\_{1},b\_{0},} ve {\displaystyle b\_{1}}'in gözlemlenmekten veya ölçülmekten bağımsız olarak var olduğu (bazen "gerçekçilik" varsayımı olarak adlandırılır); ve ikincisi, Alice'in eylem seçimi Bob'un sonucunu etkileyemez veya tersi de etkileyemez. (genellikle "yerellik" varsayımı olarak adlandırılır).:117

Kuantum mekaniği, CHSH eşitsizliğini aşağıdaki gibi ihlal edebilir. Victor, Bell durumu ile tanımladığı bir çift qubit hazırlar.


|

ψ
⟩
=

|

0
⟩
⊗

|

1
⟩
−

|

1
⟩
⊗

|

0
⟩

2

,

{\displaystyle |\psi \rangle ={\frac {|0\rangle \otimes |1\rangle -|1\rangle \otimes |0\rangle }{\sqrt {2}}},}

{\displaystyle |\psi \rangle ={\frac {|0\rangle \otimes |1\rangle -|1\rangle \otimes |0\rangle }{\sqrt {2}}},}
burada {\displaystyle |0\rangle } ve {\displaystyle |1\rangle }, Pauli matrisleri'nin birinin özdurumlarıdır,


σ

z

=

(

1

0

0

−
1

)

.

{\displaystyle \sigma \_{z}={\begin{pmatrix}1&0\\0&-1\end{pmatrix}}.}

{\displaystyle \sigma _{z}={\begin{pmatrix}1&0\\0&-1\end{pmatrix}}.}
Victor daha sonra ilk kübiti Alice'e ve ikincisini Bob'a iletir. Alice ve Bob'un olası ölçüm seçimleri de Pauli matrisleri cinsinden tanımlanır. Alice, iki gözlemlenebilir olan {\displaystyle \sigma \_{z}} ve {\displaystyle \sigma \_{x}}'den birini ölçer:


A

0

=

σ

z

,
 

A

1

=

σ

x

=

(

0

1

1

0

)

;

{\displaystyle A\_{0}=\sigma \_{z},\ A\_{1}=\sigma \_{x}={\begin{pmatrix}0&1\\1&0\end{pmatrix}};}

{\displaystyle A_{0}=\sigma _{z},\ A_{1}=\sigma _{x}={\begin{pmatrix}0&1\\1&0\end{pmatrix}};}
ve Bob iki gözlemlenebilirden birini ölçer


B

0

=
−

σ

x

+

σ

z

2

,
 

B

1

=

σ

x

−

σ

z

2

.

{\displaystyle B\_{0}=-{\frac {\sigma \_{x}+\sigma \_{z}}{\sqrt {2}}},\ B\_{1}={\frac {\sigma \_{x}-\sigma \_{z}}{\sqrt {2}}}.}

{\displaystyle B_{0}=-{\frac {\sigma _{x}+\sigma _{z}}{\sqrt {2}}},\ B_{1}={\frac {\sigma _{x}-\sigma _{z}}{\sqrt {2}}}.}
Victor, Born yasasınını kullanarak bu gözlemlenebilirlerin çiftleri için kuantum beklenti değerlerini hesaplayabilir:



⟨

A

0

⊗

B

0

⟩
=

1

2

,
⟨

A

0

⊗

B

1

⟩
=

1

2

,
⟨

A

1

⊗

B

0

⟩
=

1

2

,
⟨

A

1

⊗

B

1

⟩
=
−

1

2

.

{\displaystyle \langle A\_{0}\otimes B\_{0}\rangle ={\frac {1}{\sqrt {2}}},\langle A\_{0}\otimes B\_{1}\rangle ={\frac {1}{\sqrt {2}}},\langle A\_{1}\otimes B\_{0}\rangle ={\frac {1}{\sqrt {2}}},\langle A\_{1}\otimes B\_{1}\rangle =-{\frac {1}{\sqrt {2}}}\,.}

{\displaystyle \langle A_{0}\otimes B_{0}\rangle ={\frac {1}{\sqrt {2}}},\langle A_{0}\otimes B_{1}\rangle ={\frac {1}{\sqrt {2}}},\langle A_{1}\otimes B_{0}\rangle ={\frac {1}{\sqrt {2}}},\langle A_{1}\otimes B_{1}\rangle =-{\frac {1}{\sqrt {2}}}\,.}
Deneyin bir denemesinde bu dört ölçümden sadece biri yapılabilirken, toplam



⟨

A

0

⊗

B

0

⟩
+
⟨

A

0

⊗

B

1

⟩
+
⟨

A

1

⊗

B

0

⟩
−
⟨

A

1

⊗

B

1

⟩
=
2

2

{\displaystyle \langle A\_{0}\otimes B\_{0}\rangle +\langle A\_{0}\otimes B\_{1}\rangle +\langle A\_{1}\otimes B\_{0}\rangle -\langle A\_{1}\otimes B\_{1}\rangle =2{\sqrt {2}}}

{\displaystyle \langle A_{0}\otimes B_{0}\rangle +\langle A_{0}\otimes B_{1}\rangle +\langle A_{1}\otimes B_{0}\rangle -\langle A_{1}\otimes B_{1}\rangle =2{\sqrt {2}}}
Victor'un birden çok denemede bulmayı beklediği ortalama değerlerin toplamını verir. Bu değer, yerel gizli değişkenler hipotezinden çıkarılan klasik 2 üst sınırını aşıyor.:116 {\displaystyle 2{\sqrt {2}}} aslında kuantum fiziğinin bu beklenti değerleri kombinasyonu için izin verdiği en büyük değerdir ve onu bir Tsirelson sınırı yapar.:140

CHSH oyununun bir örneği: hakem Victor, Alice'e ve Bob'a birer bit gönderir ve Alice ve Bob hakeme birer bit geri gönderir.
CHSH eşitsizliği, Alice ve Bob'un eylemlerini koordine etmeye çalıştıkları bir "oyun" olarak da düşünülebilir. Victor, {\displaystyle x} ve {\displaystyle y} olmak üzere iki biti bağımsız olarak ve rastgele hazırlar. {\displaystyle x} bitini Alice'e ve {\displaystyle y} bitini Bob'a gönderir.
Alice ve Bob, a ve b yanıt bitlerini Victor'a döndürerek,



x
y
=
a
+
b

mod

2

.

{\displaystyle xy=a+b\mod 2\,.}

{\displaystyle xy=a+b\mod 2\,.}
denklemini sağlarlarsa kazanırlar.
Veya, eşdeğer olarak, {\displaystyle x} ve {\displaystyle y}'nin mantıksal VE'si, a ve b'nin mantıksal XOR'u ise, Alice ve Bob kazanır. Alice ve Bob, oyundan önce istedikleri herhangi bir strateji üzerinde anlaşabilirler, ancak oyun başladıktan sonra iletişim kuramazlar. Yerel gizli değişkenlere dayalı herhangi bir teoride, Alice ve Bob'un kazanma olasılığı, önceden hangi strateji üzerinde anlaşırlarsa anlaşsınlar, {\displaystyle 3/4}'ten büyük değildir. Ancak, dolanık bir kuantum durumunu paylaşıyorlarsa, kazanma olasılıkları 



2
+

2

4

≈
0.85

.

{\displaystyle {\frac {2+{\sqrt {2}}}{4}}\approx 0.85\,.}

{\displaystyle {\frac {2+{\sqrt {2}}}{4}}\approx 0.85\,.}
kadar büyük olabilir.

Varyasyonlar ve ilgili sonuçlar
-------------------------------

### Bell (1964)

Bell'in 1964 tarihli makalesi, sınırlı koşullar altında, yerel gizli değişken modellerinin kuantum mekaniğinin tahminlerini yeniden üretebileceğine işaret ediyor. Daha sonra bunun genel olarak doğru olamayacağını gösterir. Bell, Einstein–Podolsky–Rosen (EPR) düşünce deneyinin David Bohm tarafından geliştirilmiş hali üzerinde duruyor. Bu senaryoda, bir çift parçacık, bir spin tekli durumu (dolaşnık duruma bir örnektir) tarafından tanımlanacak şekilde birlikte oluşturulur. Parçacıklar daha sonra zıt yönlerde birbirinden uzaklaşır. Her parçacık bir Stern–Gerlach cihazı ile ölçülür; bu, farklı yönlerde yönlendirilebilen ve {\displaystyle +1} ve {\displaystyle -1} ile gösterilebilen iki olası sonuçtan birini raporlayan bir ölçüm aletidir. Her ölçüm aletinin konfigürasyonu bir birim vektör ile temsil edilir, ve {\displaystyle {\vec {a}}} ve {\displaystyle {\vec {b}}} ayarlarına sahip iki dedektör arasındaki korelasyon için kuantum mekanik tahmini 



P
(

a
→

,

b
→

)
=
−

a
→

⋅

b
→

.

{\displaystyle P({\vec {a}},{\vec {b}})=-{\vec {a}}\cdot {\vec {b}}\,.}

{\displaystyle P({\vec {a}},{\vec {b}})=-{\vec {a}}\cdot {\vec {b}}\,.}'dir

Özellikle, iki dedektörün oryantasyonu aynıysa ({\displaystyle {\vec {a}}={\vec {b}}}), o zaman bir ölçümün sonucu, diğerinin sonucunun negatifi olacağı kesindir ve {\displaystyle P({\vec {a}},{\vec {a}})=-1}'i verir. Ve eğer iki detektörün yönelimleri ortogonal ({\displaystyle {\vec {a}}\cdot {\vec {b}}=0}) ise, o zaman sonuçlar ilintisizdir ve {\displaystyle P({\vec {a}},{\vec {b}})=0}'dır. Bell, bu özel durumların gizli değişkenler açısından *açıklanabileceğini* örneklerle kanıtlıyor, ardından ara açıları içeren tüm olasılıkların *açıklanamayacağını* göstermeye devam ediyor.

Bell, bu korelasyonlar için yerel bir gizli değişken modelinin, bunları {\displaystyle \lambda } gizli parametresinin olası değerleri üzerinden bir integral olarak açıklayacağını öne sürdü:



P
(

a
→

,

b
→

)
=
∫
d
λ

ρ
(
λ
)
A
(

a
→

,
λ
)
B
(

b
→

,
λ
)

,

{\displaystyle P({\vec {a}},{\vec {b}})=\int d\lambda \,\rho (\lambda )A({\vec {a}},\lambda )B({\vec {b}},\lambda )\,,}

{\displaystyle P({\vec {a}},{\vec {b}})=\int d\lambda \,\rho (\lambda )A({\vec {a}},\lambda )B({\vec {b}},\lambda )\,,}
burada {\displaystyle \rho (\lambda )} bir olasılık yoğunluk fonksiyonudur. İki işlev {\displaystyle A({\vec {a}},\lambda )} ve {\displaystyle B({\vec {b}},\lambda )}, yönlendirme vektörleri ve gizli değişken verilen iki dedektörün yanıtlarını sağlar: 



A
(

a
→

,
λ
)
=
±
1
,

B
(

b
→

,
λ
)
=
±
1

.

{\displaystyle A({\vec {a}},\lambda )=\pm 1,\,B({\vec {b}},\lambda )=\pm 1\,.}

{\displaystyle A({\vec {a}},\lambda )=\pm 1,\,B({\vec {b}},\lambda )=\pm 1\,.}
En önemlisi, {\displaystyle A} dedektörünün sonucu {\displaystyle {\vec {b}}}'ye bağlı değildir ve benzer şekilde {\displaystyle B}'ün sonucu {\displaystyle {\vec {a}}}'e bağlı değildir, çünkü iki dedektör fiziksel olarak ayrılmıştır. Şimdi, deneyi yapan kişinin ikinci dedektör için bir ayar seçeneğine sahip olduğunu varsayalım: {\displaystyle {\vec {b}}} veya {\displaystyle {\vec {c}}}. Bell, bu iki dedektör ayarı seçeneği arasındaki korelasyon farkının aşağıdaki eşitsizliği karşılaması gerektiğini kanıtlıyor.


|

P
(

a
→

,

b
→

)
−
P
(

a
→

,

c
→

)

|

≤
1
+
P
(

b
→

,

c
→

)

.

{\displaystyle |P({\vec {a}},{\vec {b}})-P({\vec {a}},{\vec {c}})|\leq 1+P({\vec {b}},{\vec {c}})\,.}

{\displaystyle |P({\vec {a}},{\vec {b}})-P({\vec {a}},{\vec {c}})|\leq 1+P({\vec {b}},{\vec {c}})\,.}
Ancak, kuantum mekaniğinin Bell eşitsizliğini ihlal ettiği durumları bulmak kolaydır.:425–426 Örneğin, {\displaystyle {\vec {a}}} ve {\displaystyle {\vec {b}}} vektörlerinin ortogonal olduğunu ve {\displaystyle {\vec {c}}}'ün onların kendi düzlemlerinde her ikisinden de 45° açıda olduğunu varsayalım. Bu durumda



P
(

a
→

,

b
→

)
=
0

,

{\displaystyle P({\vec {a}},{\vec {b}})=0\,,}

{\displaystyle P({\vec {a}},{\vec {b}})=0\,,}

P
(

a
→

,

c
→

)
=
P
(

b
→

,

c
→

)
=
−

2

2

,

{\displaystyle P({\vec {a}},{\vec {c}})=P({\vec {b}},{\vec {c}})=-{\frac {\sqrt {2}}{2}}\,,}

{\displaystyle P({\vec {a}},{\vec {c}})=P({\vec {b}},{\vec {c}})=-{\frac {\sqrt {2}}{2}}\,,}
iken
ancak



2

2

≰
1
−

2

2

.

{\displaystyle {\frac {\sqrt {2}}{2}}\nleq 1-{\frac {\sqrt {2}}{2}}\,.}

{\displaystyle {\frac {\sqrt {2}}{2}}\nleq 1-{\frac {\sqrt {2}}{2}}\,.}
Bu nedenle, tüm {\displaystyle {\vec {a}}}, {\displaystyle {\vec {b}}} ve {\displaystyle {\vec {c}}} seçimleri için kuantum mekaniğinin tahminlerini yeniden üretebilen yerel bir gizli değişken modeli yoktur. Deneysel sonuçlar klasik eğrilerle çelişir ve deneysel eksiklikler hesaba katıldığı sürece kuantum mekaniği tarafından tahmin edilen eğriyle eşleşir.

Bell'in 1964 teoremi, mükemmel anti-korelasyon olasılığını gerektirir: birincinin sonucunu bilerek, ikinci detektörün sonucu hakkında bir olasılık tahmini yapma yeteneği. Bu, Einstein, Podolsky ve Rosen tarafından 1935 tarihli bir makalede tanıtılan bir kavram olan "EPR gerçeklik kriteri" ile ilgilidir. Bu makale, "Bir sistemi herhangi bir şekilde bozmadan, fiziksel bir niceliğin değerini kesin olarak (yani, bire eşit olasılıkla) tahmin edebiliyorsak, o zaman o niceliğe karşılık gelen bir gerçeklik unsuru vardır" diyor.

### GHZ–Mermin (1990)

Ana madde: GHZ experiment
1990'da Daniel Greenberger, Michael A. Horne ve Anton Zeilinger, daha sonra David Mermin'in yalnızca üç parçacık kullanacak şekilde basitleştirdiği, dört parçacıklı bir düşünce deneyi sundular. Bu düşünce deneyinde Victor, kuantum durumu


|

ψ
⟩
=

1

2

(

|

000
⟩
−

|

111
⟩
)

,

{\displaystyle |\psi \rangle ={\frac {1}{\sqrt {2}}}(|000\rangle -|111\rangle )\,,}

{\displaystyle |\psi \rangle ={\frac {1}{\sqrt {2}}}(|000\rangle -|111\rangle )\,,} tarafından tanımlanan üç spin-1/2 parçacığı kümesi üretir; burada yukarıdaki gibi {\displaystyle |0\rangle } ve {\displaystyle |1\rangle }, Pauli matrisi {\displaystyle \sigma \_{z}}'nin özvektörleridir.

Victor daha sonra birbirinden çok farklı yerlerde bekleyen Alice, Bob ve Charlie'ye birer parçacık gönderir. Alice, parçacığı üzerinde {\displaystyle \sigma \_{x}} veya {\displaystyle \sigma \_{y}}'yi ölçer, Bob ve Charlie de öyle. Her ölçümün sonucu {\displaystyle +1} veya {\displaystyle -1} şeklindedir. Born kuralını üç kübitlik {\displaystyle |\psi \rangle } durumuna uygulayan Victor, üç ölçümün bir {\displaystyle \sigma \_{x}} ve iki {\displaystyle \sigma \_{y}} içerdiğinde, sonuçların ürününün her zaman {\displaystyle +1} olacağını tahmin ediyor. Bunun nedeni, {\displaystyle |\psi \rangle }'nin, özdeğeri {\displaystyle +1} olan {\displaystyle \sigma \_{x}\otimes \sigma \_{y}\otimes \sigma \_{y}}'nin bir özvektörü olmasıdır ve aynı durum {\displaystyle \sigma \_{y}\otimes \sigma \_{x}\otimes \sigma \_{y}} ve {\displaystyle \sigma \_{y}\otimes \sigma \_{y}\otimes \sigma \_{x}} için de geçerlidir. Bu nedenle, Alice'in {\displaystyle \sigma \_{x}} ölçümü için sonucunu ve Bob'un {\displaystyle \sigma \_{y}} ölçümü için sonucunu bilen Victor, Charlie'nin {\displaystyle \sigma \_{y}} ölçümü için hangi sonucu döndüreceğini 1 olasılıkla tahmin edebilir. EPR gerçeklik kriterine göre, Charlie'nin kübiti üzerindeki bir {\displaystyle \sigma \_{y}} ölçümünün sonucuna karşılık gelen bir "gerçeklik unsuru" olacaktır. Aslında, aynı mantık hem ölçümler hem de üç kübit için geçerlidir. O halde EPR gerçeklik kriterine göre, her parçacık, üzerinde bir {\displaystyle \sigma \_{x}} veya {\displaystyle \sigma \_{y}} ölçümünün sonucunu belirleyen bir "komut seti" içerir.
Üç parçacığın tamamı daha sonra 



(

a

x

,

a

y

,

b

x

,

b

y

,

c

x

,

c

y

)

,

{\displaystyle (a\_{x},a\_{y},b\_{x},b\_{y},c\_{x},c\_{y})\,,}

{\displaystyle (a_{x},a_{y},b_{x},b_{y},c_{x},c_{y})\,,}
komut seti tarafından açıklanacak ve her giriş ya {\displaystyle -1} ya da {\displaystyle +1} olacak ve her {\displaystyle \sigma \_{x}} ya da {\displaystyle \sigma \_{y}} ölçümü basitçe uygun değeri döndürecektir. Alice, Bob ve Charlie'nin hepsi {\displaystyle \sigma \_{x}} ölçümünü yaparsa, sonuçlarının çarpımı {\displaystyle a\_{x}b\_{x}c\_{x}} olur. Bu değer şundan çıkarılabilir



(

a

x

b

y

c

y

)
(

a

y

b

x

c

y

)
(

a

y

b

y

c

x

)
=

a

x

b

x

c

x

a

y

2

b

y

2

c

y

2

=

a

x

b

x

c

x

,

{\displaystyle (a\_{x}b\_{y}c\_{y})(a\_{y}b\_{x}c\_{y})(a\_{y}b\_{y}c\_{x})=a\_{x}b\_{x}c\_{x}a\_{y}^{2}b\_{y}^{2}c\_{y}^{2}=a\_{x}b\_{x}c\_{x}\,,}

{\displaystyle (a_{x}b_{y}c_{y})(a_{y}b_{x}c_{y})(a_{y}b_{y}c_{x})=a_{x}b_{x}c_{x}a_{y}^{2}b_{y}^{2}c_{y}^{2}=a_{x}b_{x}c_{x}\,,}
çünkü {\displaystyle -1} veya {\displaystyle +1}'ün karesi {\displaystyle 1}'dir.

Parantez içindeki her faktör {\displaystyle +1}'e eşittir, bu nedenle 



a

x

b

x

c

x

=
+
1

,

{\displaystyle a\_{x}b\_{x}c\_{x}=+1\,,}

{\displaystyle a_{x}b_{x}c_{x}=+1\,,} ve Alice, Bob ve Charlie'nin sonuçları şöyle olacaktır: olasılık birliği ile {\displaystyle +1}. Parantez içindeki her faktör {\displaystyle +1}'e eşittir, yani 


a

x

b

x

c

x

=
+
1

,

{\displaystyle a\_{x}b\_{x}c\_{x}=+1\,,}

{\displaystyle a_{x}b_{x}c_{x}=+1\,,} olur 

ve Alice, Bob ve Charlie'nin sonuçlarının çarpımı olasılık birliği ile {\displaystyle +1} olacaktır. Ancak bu, kuantum fiziği ile tutarsızdır: Victor, {\displaystyle |\psi \rangle } durumunu kullanarak {\displaystyle \sigma \_{x}\otimes \sigma \_{x}\otimes \sigma \_{x}} ölçümünün bunun yerine olasılık birliği ile {\displaystyle -1}'i vereceğini tahmin edebilir.

Bu düşünce deneyi, geleneksel bir Bell eşitsizliği olarak veya eşdeğer olarak, CHSH oyunuyla aynı ruhta yerel olmayan bir oyun olarak yeniden biçimlendirilebilir. İçinde Alice, Bob ve Charlie, Victor'dan {\displaystyle x,y,z} bitlerini alırlar, her zaman çift sayıda bire, yani {\displaystyle x\oplus y\oplus z=0}'ye sahip olacaklarına söz verilirler ve ona {\displaystyle a,b,c} bitlerini geri gönderirler. Çift sayıda bire sahip olmaları gerektiğinde, {\displaystyle a,b,c}'nin {\displaystyle x=y=z=0} dışındaki tüm girdiler için tek sayıda bire sahip olması durumunda oyunu kazanırlar. Yani, {\displaystyle a\oplus b\oplus c=x\lor y\lor z} olursa oyunu kazanırlar. Yerel gizli değişkenlerle, sahip olabilecekleri en yüksek zafer olasılığı 3/4 iken, yukarıdaki kuantum stratejisini kullanarak kesin olarak kazanırlar. Bu, kuantum sözde telepatinin bir örneğidir.

### Kochen–Specker theorem (1967)

Ana madde: Kochen–Specker teoremi
Kuantum teorisinde, bir Hilbert uzayı için ortonormal bazlar, o Hilbert uzayına sahip bir sistem üzerinde gerçekleştirilebilecek ölçümleri temsil eder. Bir bazdaki her vektör, o ölçümün olası bir sonucunu temsil eder. Farz edin ki gizli bir {\displaystyle \lambda } değişkeni var, öyle ki {\displaystyle \lambda }'nın değerini bilmek herhangi bir ölçümün sonucu hakkında kesinlik anlamına gelebilir. Bir {\displaystyle \lambda } değeri verildiğinde, her ölçüm sonucu - yani Hilbert uzayındaki her vektör - ya "imkansızdır" ya da "garanti edilir". Bir Kochen-Specker konfigürasyonu, içindeki bir vektörün bir tabana ait olduğu düşünüldüğünde her zaman "imkansız" ve başka bir tabana ait olarak alındığında "garantili" olacağı özelliğine sahip, birbirine kenetlenen çoklu tabanlardan yapılmış sonlu bir vektörler kümesidir. Diğer bir deyişle, bir Kochen–Specker yapılandırması, gizli bir {\displaystyle \lambda } değişkeninin ölçüm sonuçlarını kontrol edebileceğini varsaymanın tutarsızlığını gösteren "renklendirilemez bir kümedir". Başka bir deyişle, bir Kochen-Specker yapılandırması, gizli bir değişken olan {\displaystyle \lambda }'nın ölçüm sonuçlarını kontrol edebileceğini varsaymanın tutarsızlığını gösteren "renklendirilemez bir kümedir".:196–201

### Özgür irade teoremi

Ana madde: Özgür irade teoremi
Birbirine bağlı tabanların konfigürasyonlarını kullanan Kochen-Specker tipi argüman, Bell tipi eşitsizliklerin altında yatan dolanık çiftleri ölçme fikri ile birleştirilebilir. Bu, 1970'lerin başında Kochen, Heywood ve Redhead, Stairs ve Brown ve Svetlichny tarafından not edildi. EPR'nin işaret ettiği gibi, dolanık bir çiftin bir yarısında bir ölçüm sonucunun elde edilmesi, diğer yarısında karşılık gelen bir ölçümün sonucu hakkında kesinlik anlamına gelir. "EPR gerçeklik kriteri", çiftin ikinci yarısı rahatsız edilmediği için, bu kesinliğin ona ait fiziksel bir özellikten kaynaklanması gerektiğini varsayar. Başka bir deyişle, bu kritere göre, çiftin henüz ölçülmemiş ikinci yarısı içinde gizli bir {\displaystyle \lambda } değişkeni bulunmalıdır. İlk yarıda sadece bir ölçüm dikkate alınırsa herhangi bir çelişki ortaya çıkmaz. Bununla birlikte, gözlemcinin birden fazla olası ölçüm seçeneği varsa ve bu ölçümleri tanımlayan vektörler bir Kochen-Specker konfigürasyonu oluşturuyorsa, o zaman ikinci yarıdaki bazı sonuçlar aynı anda imkansız ve garanti olacaktır.

Bu tür bir argüman, John Conway ve Simon Kochen tarafından özgür irade teoremi adı altında bir örneği ileri sürüldüğünde dikkat çekti. Conway-Kochen teoremi, Asher Peres tarafından keşfedilen bir çift dolanık qutrit ve bir Kochen-Specker konfigürasyonu kullanır.

### Yarı klasik dolanıklık

Bell'in işaret ettiği gibi, dolanıklıktan üretilen özel korelasyon durumları da dahil olmak üzere, kuantum mekaniğinin bazı tahminleri yerel gizli değişken modellerinde çoğaltılabilir. Bu konu, Bell'in teoreminden bu yana geçen zamanda sistematik olarak incelenmiştir. 1989'da Reinhard Werner, şimdi Werner durumu olarak adlandırılan, EPR tipi korelasyonlar sağlayan ama aynı zamanda bir gizli değişken modelini kabul eden bir çift sistem için ortak kuantum durumları olan şeyi tanıttı. Werner durumları, simetrik tensör-çarpım formunun birimleri altında değişmez olan iki parçalı kuantum durumlarıdır:


ρ

A
B

=
(
U
⊗
U
)

ρ

A
B

(

U

†

⊗

U

†

)

.

{\displaystyle \rho \_{AB}=(U\otimes U)\rho \_{AB}(U^{\dagger }\otimes U^{\dagger })\,.}

{\displaystyle \rho _{AB}=(U\otimes U)\rho _{AB}(U^{\dagger }\otimes U^{\dagger })\,.}
2004 yılında Robert Spekkens, yerel, ayrıklaştırılmış serbestlik dereceleri öncülüyle başlayan ve ardından bir gözlemcinin bu serbestlik dereceleri hakkında ne kadar bilebileceğini kısıtlayan ve böylece onları gizli değişkenlere dönüştüren bir "bilgi dengesi ilkesi" dayatan bir oyuncak modeli tanıttı. Altta yatan değişkenler ("ontik durumlar") hakkında izin verilen bilgi durumları ("epistemik durumlar"), kuantum durumlarının bazı özelliklerini taklit eder. Oyuncak modelindeki korelasyonlar, tek eşlilik gibi karışıklığın bazı yönlerini taklit edebilir, ancak yapı gereği, oyuncak modeli asla bir Bell eşitsizliğini ihlal edemez.

Geçmiş
------

### Arka plan

Ana maddeler: EPR paradoksu ve Kuantum mekaniğin tarihçesi
Kuantum mekaniğinin gizli değişkenler tarafından "tamamlanıp" tamamlanamayacağı sorusu, kuantum teorisinin ilk yıllarına kadar uzanır. Macaristan doğumlu bilge John von Neumann, kuantum mekaniği üzerine 1932 ders kitabı'nda, "gizli parametreler" olamayacağına dair bir kanıt olduğunu iddia ettiği şeyi sundu. Von Neumann'ın ispatının geçerliliği ve kesinliği Hans Reichenbach tarafından, daha ayrıntılı olarak Grete Hermann tarafından ve muhtemelen Albert Einstein tarafından basılı olmasa da konuşma sırasında sorgulandı. (Simon Kochen ve Ernst Specker, von Neumann'ın temel varsayımını 1961 gibi erken bir tarihte reddettiler, ancak 1967'ye kadar bir eleştiri yayınlamadılar.)

Einstein ısrarla kuantum mekaniğinin tamamlanmış bir teori olamayacağını savundu. Tercih ettiği argüman bir yerellik ilkesine dayanıyordu:

Birbiriyle yalnızca sınırlı bir süre boyunca etkileşime giren *A* ve *B* iki kısmi sistemden oluşan mekanik bir sistem düşünün. Etkileşimlerinden önce ψ fonksiyonu verilsin. O zaman Schrödinger denklemi, etkileşimleri gerçekleştikten sonra ψ fonksiyonunu sağlayacaktır. Şimdi *A* kısmi sisteminin fiziksel durumunu ölçümlerle mümkün olduğu kadar tam olarak belirleyelim. Daha sonra kuantum mekaniği, yapılan ölçümlerden ve toplam sistemin ψ fonksiyonundan kısmi sistem *B*nin ψ fonksiyonunu belirlememizi sağlar. Ancak bu belirleme, *A* koşulunu belirten belirleyici büyüklüklerden *hangisinin* ölçüldüğüne bağlı bir sonuç verir (örneğin koordinatlar *veya* momentumlar). Etkileşimden sonra *B*nin sadece *bir* fiziksel durumu olabileceğinden ve *B*den ayrılmış *A* sisteminde gerçekleştirdiğimiz özel ölçüme bağlı olarak kabul edilemeyeceğinden, ψ fonksiyonunun fiziksel durumla açık bir şekilde koordine olmadığı sonucuna varılabilir. Birkaç ψ fonksiyonunun *B* sisteminin aynı fiziksel koşuluyla bu koordinasyonu, ψ fonksiyonunun bir birim sistemin fiziksel durumunun (tam) bir açıklaması olarak yorumlanamayacağını tekrar gösterir.
EPR düşünce deneyi de benzerdir, ayrıca birleşik bir dalga fonksiyonu tarafından açıklanan iki ayrı sistem *A* ve *B* dikkate alınır. Bununla birlikte, EPR makalesi, daha sonra gerçekliğin EPR kriteri olarak bilinen fikri ekler; buna göre, "B" üzerindeki bir ölçümün sonucunu 1 olasılıkla tahmin etme yeteneği, *B* içinde bir "gerçeklik unsurunun" varlığını ima eder.

1951'de David Bohm, EPR tarafından ele alınan konum ve momentum ölçümlerinin aksine, ölçümlerin farklı olası sonuç aralıklarına sahip olduğu, EPR düşünce deneyinin bir varyantını önerdi. Bir yıl önce, Chien-Shiung Wu ve Irving Shaknov, dolanık çiftler halinde üretilen fotonların polarizasyonlarını başarıyla ölçtüler, böylece EPR düşünce deneyinin Bohm versiyonunu pratikte uygulanabilir hale getirdiler.

1940'ların sonlarında, matematikçi George Mackey kuantum fiziğinin temellerine ilgi duymaya başladı ve 1957'de kuantum mekaniğinin kesin bir tanımı olarak kabul ettiği bir varsayımlar listesi hazırladı. Mackey, varsayımlardan birinin gereksiz olduğunu tahmin etti ve kısa bir süre sonra Andrew M. Gleason, bunun gerçekten de diğer varsayımlardan çıkarsanabileceğini kanıtladı. Gleason teoremi, geniş bir gizli değişken teorileri sınıfının kuantum mekaniği ile bağdaşmadığına dair bir argüman sağladı. Daha spesifik olarak, Gleason teoremi "bağlamsal olmayan" gizli değişken modellerini dışlar. Kuantum mekaniği için herhangi bir gizli değişken modeli, Gleason teoreminin imalarından kaçınmak için, yalnızca ölçülen sisteme ait özellikler olmayan, aynı zamanda ölçümün yapıldığı dış bağlama da bağlı olan gizli değişkenleri içermelidir. Bu tür bir bağımlılık genellikle yapmacık veya istenmeyen olarak görülür; bazı ayarlarda özel görelilik ile tutarsızdır. Kochen-Specker teoremi, üzerinde böyle bir olasılık ölçüsünün tanımlanamayacağı belirli bir sonlu ışın alt kümesi oluşturarak bu ifadeyi geliştirir.

Tsung-Dao Lee, 1960 yılında Bell'in teoremini türetmeye çok yaklaştı. Zıt yönlerde hareket eden iki kaon'un üretildiği olayları değerlendirdi ve gizli değişkenlerin bu tür durumlarda elde edilebilecek korelasyonları açıklayamayacağı sonucuna vardı. Ancak kaonların bozunması nedeniyle zorluklar ortaya çıktı ve Bell tipi bir eşitsizlik çıkaracak kadar ileri gitmedi.{{refn|group=note|This was reported by Max Jammer.:308 Lee en çok Chen-Ning Yang ile parite korunumunun ihlali tahminiyle tanınır; bu tahmin ödülü paylaşmayan Chien-Shiung Wu tarafından onaylandıktan sonra onlara Nobel Ödülü kazandırdı.

### Bell'in yayınları

Bell, teoremini nispeten belirsiz bir dergide yayınlamayı seçti çünkü sayfa ücreti gerektirmiyordu ve o sırada aslında orada yayınlayan yazarlara ödeme yapıyordu. Dergi, yazarların dağıtması için makalelerin ücretsiz yeniden baskılarını sağlamadığından, Bell aldığı parayı diğer fizikçilere gönderebileceği kopyaları satın almak için harcamak zorunda kaldı. Dergide basılan makalelerin kendisinde yayının adı basitçe "Physics" olarak sıralanırken, kapaklarda İngilizce, Fransızca ve Rusça makaleler basılacağını yansıtmak için üç dilli "Physics Physique Физика" versiyonu yer alıyordu.:92–100, 289

Bell, 1964 sonucunu kanıtlamadan önce, Kochen-Specker teoremine eşdeğer bir sonuç da kanıtladı (bu nedenle, ikincisi bazen Bell-Kochen-Specker veya Bell-KS teoremi olarak da bilinir). Ancak, bu teoremin yayınlanması yanlışlıkla 1966 yılına kadar ertelendi. O yazıda Bell, kuantum fenomeninin gizli değişkenler açısından açıklanması yerel olmama gerektireceğinden, EPR paradoksunun "Einstein'ın en az seveceği şekilde çözüldüğünü" savundu.

Deneyler
--------

**"İki kanallı" Bell testi şeması**  
S kaynağı, zıt yönlerde gönderilen "foton" çiftleri üretir. Her foton, yönü (a veya b) deneyi yapan kişi tarafından ayarlanabilen iki kanallı bir polarizörle karşılaşır. Her kanaldan gelen sinyaller tespit edilir ve çakışma monitörü tarafından dört türdeki (++, −−, +− ve −+) çakışmalar sayılır.
1967'de olağandışı "Physics Physique Физика" başlığı John Clauser'ın dikkatini çekti, o da Bell'in makalesini keşfetti ve laboratuvarda bir Bell testi yapmayı düşünmeye başladı. Clauser ve Stuart Freedman, 1972'de bir Bell testi yaptılar. Bu sadece sınırlı bir testti, çünkü dedektör ayarlarının seçimi fotonlar kaynaktan ayrılmadan önce yapılmıştı. 1982'de Alain Aspect ve işbirlikçileri bu sınırlamayı kaldırmak için ilk Bell testini gerçekleştirdiler. Bu, giderek daha katı Bell testleri eğilimini başlattı. GHZ düşünce deneyi, 2000 yılında fotonların birbirine dolanık üçlüleri kullanılarak pratikte uygulandı. 2002 yılına gelindiğinde, lisans laboratuvar derslerinde CHSH eşitsizliğinin test edilmesi mümkündü.

Bell testlerinde, deneysel bulguların geçerliliğini etkileyen deneysel tasarım veya kurulum sorunları olabilir. Bu sorunlara genellikle "boşluklar" denir. Deneyin amacı, kuantum mekaniğinin tahminleriyle çelişecek olan yerel gizli değişken teorisi ile doğanın açıklanıp tanımlanamayacağını test etmektir.

Gerçek deneylerdeki en yaygın boşluklar "tespit" ve "yerellik" boşluklarıdır. Deneyde parçacıkların (genellikle fotonlar) küçük bir kısmı algılandığında, algılama açık kapısı oluşur ve bu, algılanan parçacıkların, temsil olmayan bir örnek olduğunu varsayarak, verileri yerel gizli değişkenlerle açıklamayı mümkün kılar. Tespitler bir boşluk benzeri ayrım ile yapılmadığında, yerellik açık kapısı oluşur ve görelilikle çelişmeden bir ölçümün sonucunun diğerini etkilemesi mümkün olur. Bazı deneylerde, Bell testi ihlallerinin yerel-gizli-değişken açıklamalarını mümkün kılan ek kusurlar olabilir.

Farklı deneylerde hem yerellik hem de algılama boşlukları kapatılmış olsa da, aynı deneyde her ikisini de aynı anda kapatmak uzun süredir devam eden bir zorluktu.This was finally achieved in three experiments in 2015.
Bu sonuçlarla ilgili olarak Alain Aspect, "... hiçbir deneyin ... tamamen açık kapısız olduğu söylenemez" diye yazıyor ama deneylerin yerel gizli değişkenlerden "vazgeçmemiz gerektiğine dair son şüpheleri de ortadan kaldırdığını" söylüyor, ve kalan açıkkapıların ise örneklerini "çok zorlanmış" ve "fizikteki olağan akıl yürütme biçimine yabancı" olarak ifade ediyor.

Bell eşitsizliklerinin ihlallerini deneysel olarak doğrulamaya yönelik bu çabalar, daha sonra Clauser, Aspect ve Anton Zeilinger'ın 2022 Nobel Fizik Ödülü'ne layık görülmesiyle sonuçlanacaktı.

Bell teoreminin yorumları
-------------------------

Ana madde: Kuantum mekaniğinin yorumları
Bell'in teoremine verilen tepkiler çok ve çeşitli olmuştur. Schlosshauer, Kofler ve Zeilinger, Bell eşitsizliklerinin "çok sayıda deneyle test edilmiş titiz bir teorik sonuca nasıl sahip olabileceğimize ve yine de sonuçlar konusunda nasıl anlaşamayacağımıza dair harika bir örnek" sağladığını yazıyor.

### Kopenhag Yorumu

Kopenhag yorumu, temelde Niels Bohr ve Werner Heisenberg'e atfedilen kuantum mekaniğinin anlamı hakkındaki görüşlerin bir derlemesidir. Özellikleri 1925-1927 yılları arasında kuantum mekaniğinin gelişimine dayandığından, kuantum mekaniğinin önerilen sayısız yorumunun en eskilerinden biridir ve en yaygın olarak öğretilenlerden biri olmaya devam etmektedir. "Kopenhag" yorumunun ne olduğuna dair kesin bir tarihsel açıklama yoktur. Özellikle Bohr ve Heisenberg'in görüşleri arasında temel görüş ayrılıkları vardı. Kopenhag koleksiyonunun bir parçası olarak genel olarak kabul edilen bazı temel ilkeler, kuantum mekaniğinin özünde deterministik olmadığı (Belirlenimsizlik|belirlenimsiz olduğu) fikrini içerir ve olasılıklar Born Yasası ve tamamlayıcılık ilkesi kullanılarak hesaplanır. Tamamlayıcılık ilkesi, belirli özelliklerin, aynı sistem için aynı anda ortaklaşa tanımlanamayacağını söyler. Bir sistemin belirli bir özelliğinden söz edebilmek için, o sistemin belirli bir laboratuvar düzenlemesi kapsamında ele alınması gerekir. Birbirini dışlayan laboratuvar düzenlemelerine karşılık gelen gözlemlenebilir miktarlar birlikte tahmin edilemez, ancak bir sistemi karakterize etmek için bu tür birbirini dışlayan çok sayıda deneyi dikkate almak gerekir. Bohr'un kendisi, EPR "paradoksunun" yanıltıcı olduğunu iddia etmek için tamamlayıcılığı kullandı. Konum ve momentum ölçümleri tamamlayıcı olduğundan, birini ölçmeyi seçmek diğerini ölçme olasılığını dışlar.
Sonuç olarak, laboratuvar cihazlarının bir düzenlemesiyle ilgili olarak çıkarılan bir gerçeğin, diğeri aracılığıyla çıkarılan bir gerçekle birleştirilemeyeceğini ve bu nedenle, ikinci parçacık için önceden belirlenmiş konum ve momentum değerlerinin çıkarımının geçerli olmayacağını savundu.:194–197 Bohr, EPR'nin "argümanlarının, kuantum tanımının esasen eksik olduğu yönündeki sonuçlarını haklı çıkarmadığı" sonucuna vardı.

Kopenhag tipi yorumlar genellikle Bell eşitsizliklerinin ihlalini, genellikle karşı olgusal kesinlik veya "gerçekçilik" olarak adlandırılan ve daha geniş bir felsefi anlamda gerçekçiliği terk etmekle aynı şey olmayan varsayımı reddetmek için gerekçe olarak alır. Örneğin, Roland Omnès, gizli değişkenlerin reddedildiğini savunuyor ve şu sonuca varıyor: "kuantum mekaniği muhtemelen kapsamı ve olgunluğu bakımından şimdiye kadarki herhangi bir teori kadar realist.":531 Bu aynı zamanda tutarlı tarihler (genellikle "Kopenhag doğru yapıldı" olarak ilan edilir) ve QBism gibi Kopenhag geleneğinden gelen yorumların izlediği yoldur.

### Kuantum mekaniğinin birçok dünya yorumu

Everett yorumu olarak da bilinen Birçok dünya yorumu, kuantum mekaniğinin dalga fonksiyonu çökmeden, üniter kısmından oluştuğu için yerel ve deterministiktir. Bir Bell eşitsizliğini ihlal eden korelasyonlar üretebilir çünkü Bell'in ölçümlerin tek bir sonucu olduğu şeklindeki üstü kapalı varsayımını ihlal eder. Aslında, Bell'in teoremi, bir ölçümün tek bir sonucu olduğu varsayımından yola çıkarak Birçok Dünya çerçevesinde kanıtlanabilir. Bu nedenle, bir Bell eşitsizliğinin ihlali, ölçümlerin birden çok sonucu olduğunu gösteren bir kanıt olarak yorumlanabilir.

Bell korelasyonları için sağladığı açıklama, Alice ve Bob ölçümlerini yaptıklarında yerel dallara ayrılmalarıdır. Alice'in her kopyası açısından bakıldığında, Bob'un farklı sonuçlar yaşayan birden çok kopyası vardır, bu nedenle Bob'un kesin bir sonucu olamaz ve Bob'un her kopyası açısından da aynı şey geçerlidir. Yalnızca gelecekteki ışık konileri çakıştığında karşılıklı olarak iyi tanımlanmış bir sonuç elde edeceklerdir. Bu noktada Bell korelasyonunun var olmaya başladığını ancak tamamen yerel bir mekanizma tarafından üretildiğini söyleyebiliriz. Bu nedenle, bir Bell eşitsizliğinin ihlali, yerel olmamanın bir kanıtı olarak yorumlanamaz.

### Yerel olmayan gizli değişkenler

Gizli değişkenler fikrinin çoğu savunucusu, deneylerin yerel gizli değişkenleri devre dışı bıraktığına inanıyor. Bell'in eşitsizliğinin ihlalini, parçacıkların durumları hakkında bilgi alışverişinde bulundukları yerel olmayan bir gizli değişken teorisi aracılığıyla açıklayarak yerellikten vazgeçmeye hazırlar. Bu, evrendeki tüm parçacıkların diğerleri ile anında bilgi alışverişi yapabilmesini gerektiren kuantum mekaniğinin Bohm yorumunun temelidir. Yerel olmayan gizli değişken teorileri için bir zorluk, bu anlık iletişimin neden gizli değişkenler seviyesinde var olabileceğini, ancak sinyal göndermek için kullanılamayacağını açıklamaktır. 2007'de yapılan bir deney, Bohm mekaniğinin kendisi olmasa da, Bohmcu olmayan, yerel olmayan gizli değişken teorilerinin büyük bir sınıfını dışladı.

Zamanda hem geriye hem de ileriye doğru hareket eden dalgaları varsayan işlemsel yorum da aynı şekilde yerel değildir.

### Süperdeterminizm

Bell teoremini türetmek için gerekli bir varsayım, gizli değişkenlerin ölçüm ayarlarıyla ilişkili olmamasıdır. Bu varsayım, deneycinin ayarları seçmek için "özgür irade"ye sahip olduğu ve her şeyden önce bilim yapmak için bunun gerekli olduğu şeklinde gerekçelendirildi. Ölçüm seçiminin mutlaka ölçülen sistemle ilişkili olduğu (varsayımsal) bir teori "süperdeterministik" olarak bilinir.

Deterministik modellerin birkaç savunucusu, yerel gizli değişkenlerden vazgeçmedi. Örneğin, Gerard 't Hooft süperdeterminizmin göz ardı edilemeyeceğini savundu.

Notlar
------

1. ↑  We are for convenience assuming that the response of the detector to the underlying property is deterministic. This assumption can be replaced; it is equivalent to postulating a joint probability distribution over all the observables of the experiment.
2. ↑  Daha ayrıntılı olarak, Paul Dirac, David Hilbert, John von Neumann ve Hermann Weyl  tarafından geliştirildiği üzere, bir kuantum mekanik sisteminin durumu, ayrılabilir bir Hilbert uzayı {\displaystyle {\mathcal {H}}}'ye ait bir {\displaystyle |\psi \rangle } vektörüdür. İlgilenilen fiziksel nicelikler - konum, momentum, enerji, dönüş - Hilbert uzayı üzerinde etki eden kendine eş doğrusal operatörler olan "gözlemlenebilirler" tarafından temsil edilir. Bir gözlemlenebilir ölçüldüğünde sonuç, Born kuralı tarafından verilen olasılıkla özdeğerlerinden biri olacaktır: en basit durumda, {\displaystyle \eta } özdeğeri dejenere değildir ve olasılık, {\displaystyle |\eta \rangle }'nın ilişkili özvektörü olduğu {\displaystyle |\langle \eta |\psi \rangle |^{2}} tarafından verilir. Daha genel olarak, özdeğer dejeneredir ve olasılık {\displaystyle \langle \psi |P\_{\eta }\psi \rangle } tarafından verilir; burada {\displaystyle P\_{\eta }}, ilişkili özuzayının projektörüdür. Bu tartışmanın amaçları doğrultusunda, özdeğerleri dejenere olmayan olarak alabiliriz.
3. ↑  See Reichenbach and Jammer, Mermin and Schack, and for Einstein's remarks, Clauser and Shimony and Wick.
4. ↑  Deterministik olan bir gizli değişken teorisi, belirli bir sonucun olasılığının "her zaman" ya 0 ya da 1 olduğunu ima eder. Örneğin, bir spin-1 atomu üzerindeki bir Stern-Gerlach ölçümü, atomun seçilen eksen boyunca açısal momentumunun, {\displaystyle -}, {\displaystyle 0} ve {\displaystyle +}olarak adlandırılabilecek üç olası değerden biri olduğunu bildirecektir. Deterministik bir gizli değişken teorisinde, ölçümde bulunan sonucu sabitleyen temel bir fiziksel özellik vardır. Altta yatan fiziksel özelliğin değerine bağlı olarak, herhangi bir sonuç (örneğin, {\displaystyle +} sonucu) imkansız veya garantili olmalıdır. Ancak Gleason teoremi, böyle bir deterministik olasılık ölçüsünün olamayacağını ima eder, çünkü herhangi bir olasılık ölçüsünün, bazı yoğunluk operatörleri {\displaystyle \rho } için bir {\displaystyle u\to \langle \rho u,u\rangle } eşleme biçimini alması gerektiğini kanıtlar. Bu eşleme Hilbert uzayının birim küre üzerinde süreklidir ve bu birim küre bağlı olduğundan, üzerinde hiçbir sürekli olasılık ölçüsü deterministik olamaz. Bu eşleme, Hilbert uzayının birim küresi üzerinde süreklidir ve bu birim küre bağlantılı olduğundan, üzerinde hiçbir sürekli olasılık ölçüsü deterministik olamaz.
5. ↑  E. T. Jaynes was one exception, but Jaynes' arguments have not generally been found persuasive.

Kaynakça
--------

1. ↑  Bell, John S. (1987). *Speakable and Unspeakable in Quantum Mechanics*. Cambridge University Press. s. 65. ISBN 9780521368698. OCLC 15053677.
2. 1 2  Einstein, A.; Podolsky, B.; Rosen, N. (15 Mayıs 1935). "Can Quantum-Mechanical Description of Physical Reality be Considered Complete?". *Physical Review*. **47** (10): 777-780. Bibcode:1935PhRv...47..777E. doi:10.1103/PhysRev.47.777 Özgürce erişilebilir.
3. 1 2  Bell, J. S. (1964). "On the Einstein Podolsky Rosen Paradox" (PDF). *Physics Physique Физика*. **1** (3): 195-200. doi:10.1103/PhysicsPhysiqueFizika.1.195. 5 Mart 2017 tarihinde kaynağından arşivlendi (PDF). Erişim tarihi: 18 Mayıs 2023.
4. ↑  Parker, Sybil B. (1994). *McGraw-Hill Encyclopaedia of Physics*Ücretsiz kayıt gerekli (2. bas.). McGraw-Hill. s. 542. ISBN 978-0-07-051400-3.
5. 1 2 3 4  Mermin, N. David (July 1993). "Hidden Variables and the Two Theorems of John Bell" (PDF). *Reviews of Modern Physics*. **65** (3): 803-15. arXiv:1802.10119 $2. Bibcode:1993RvMP...65..803M. doi:10.1103/RevModPhys.65.803. 9 Temmuz 2020 tarihinde kaynağından arşivlendi (PDF). Erişim tarihi: 18 Mayıs 2023.
6. ↑  "The Nobel Prize in Physics 2022". *Nobel Prize* (Basın açıklaması). The Royal Swedish Academy of Sciences. 4 Ekim 2022. 4 Ekim 2022 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 6 Ekim 2022.
7. ↑  The BIG Bell Test Collaboration (9 Mayıs 2018). "Challenging local realism with human choices". *Nature*. **557** (7704): 212-216. arXiv:1805.04431 $2. Bibcode:2018Natur.557..212B. doi:10.1038/s41586-018-0085-3. PMID 29743691.
8. ↑  Wolchover, Natalie (7 Şubat 2017). "Experiment Reaffirms Quantum Weirdness". *Quanta Magazine* (İngilizce). 7 Şubat 2017 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 8 Şubat 2020.
9. 1 2  Shimony, Abner. "Bell's Theorem". Zalta, Edward N. (Ed.). *Stanford Encyclopedia of Philosophy*.
10. 1 2 3 4  Nielsen, Michael A.; Chuang, Isaac L. (2010). *Quantum Computation and Quantum Information* (2. bas.). Cambridge: Cambridge University Press. ISBN 978-1-107-00217-3. OCLC 844974180.
11. ↑  Fine, Arthur (1 Şubat 1982). "Hidden Variables, Joint Probability, and the Bell Inequalities". *Physical Review Letters* (İngilizce). **48** (5): 291-295. Bibcode:1982PhRvL..48..291F. doi:10.1103/PhysRevLett.48.291. ISSN 0031-9007. 9 Eylül 2023 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 20 Mayıs 2023.
12. ↑  Braunstein, Samuel L.; Caves, Carlton M. (August 1990). "Wringing out better Bell inequalities". *Annals of Physics* (İngilizce). **202** (1): 22-56. Bibcode:1990AnPhy.202...22B. doi:10.1016/0003-4916(90)90339-P.
13. ↑  Rau, Jochen (2021). *Quantum theory : an information processing approach*. Oxford University Press. ISBN 978-0-192-65027-6. OCLC 1256446911.
14. ↑  Cleve, R.; Hoyer, P.; Toner, B.; Watrous, J. (2004). "Consequences and limits of nonlocal strategies". *Proceedings. 19th IEEE Annual Conference on Computational Complexity, 2004*. IEEE. ss. 236-249. arXiv:quant-ph/0404076 $2. Bibcode:2004quant.ph..4076C. doi:10.1109/CCC.2004.1313847. ISBN 0-7695-2120-7. OCLC 55954993.
15. ↑  Barnum, H.; Beigi, S.; Boixo, S.; Elliott, M. B.; Wehner, S. (6 Nisan 2010). "Local Quantum Measurement and No-Signaling Imply Quantum Correlations". *Physical Review Letters* (İngilizce). **104** (14): 140401. arXiv:0910.3952 $2. Bibcode:2010PhRvL.104n0401B. doi:10.1103/PhysRevLett.104.140401. ISSN 0031-9007. PMID 20481921.
16. ↑  Griffiths, David J. (2005). *Introduction to Quantum Mechanics* (2. bas.). Upper Saddle River, NJ: Pearson Prentice Hall. ISBN 0-13-111892-7. OCLC 53926857.
17. ↑  Greenberger, D.; Horne, M.; Shimony, A.; Zeilinger, A. (1990). "Bell's theorem without inequalities". *American Journal of Physics*. **58** (12): 1131. Bibcode:1990AmJPh..58.1131G. doi:10.1119/1.16243.
18. ↑  Mermin, N. David (1990). "Quantum mysteries revisited". *American Journal of Physics*. **58** (8): 731-734. Bibcode:1990AmJPh..58..731M. doi:10.1119/1.16503.
19. ↑  Brassard, Gilles; Broadbent, Anne; Tapp, Alain (2005). "Recasting Mermin's multi-player game into the framework of pseudo-telepathy". *Quantum Information and Computation*. **5** (7): 538-550. arXiv:quant-ph/0408052 $2. Bibcode:2004quant.ph..8052B. doi:10.26421/QIC5.7-2.
20. ↑  Dirac, Paul Adrien Maurice (1930). *The Principles of Quantum Mechanics*. Oxford: Clarendon Press.
21. ↑  Hilbert, David (2009). Sauer, Tilman; Majer, Ulrich (Ed.). *Lectures on the Foundations of Physics 1915–1927: Relativity, Quantum Theory and Epistemology*. Springer. doi:10.1007/b12915. ISBN 978-3-540-20606-4. OCLC 463777694.
22. ↑  von Neumann, John (1932). *Mathematische Grundlagen der Quantenmechanik*. Berlin: Springer.  English translation: *Mathematical Foundations of Quantum Mechanics*. Beyer, Robert T. tarafından çevrildi. Princeton University Press. 1955.
23. ↑  Weyl, Hermann (1950) [1931]. *The Theory of Groups and Quantum Mechanics*. Robertson, H. P. tarafından çevrildi. Dover. ISBN 978-0-486-60269-1.  Translated from the German *Gruppentheorie und Quantenmechanik* (2. bas.). S. Hirzel Verlag [de]. 1931.
24. ↑  Peres, Asher (1993). *Quantum Theory: Concepts and Methods*. Kluwer. ISBN 0-7923-2549-4. OCLC 28854083.
25. ↑  Redhead, Michael; Brown, Harvey (1 Temmuz 1991). "Nonlocality in Quantum Mechanics". *Proceedings of the Aristotelian Society, Supplementary Volumes* (İngilizce). **65** (1): 119-160. doi:10.1093/aristoteliansupp/65.1.119. ISSN 0309-7013. JSTOR 4106773. A similar approach was arrived at independently by Simon Kochen, although never published (private communication).
26. ↑  Heywood, Peter; Redhead, Michael L. G. (May 1983). "Nonlocality and the Kochen–Specker paradox". *Foundations of Physics* (İngilizce). **13** (5): 481-499. Bibcode:1983FoPh...13..481H. doi:10.1007/BF00729511. ISSN 0015-9018.
27. ↑  Stairs, Allen (December 1983). "Quantum Logic, Realism, and Value Definiteness". *Philosophy of Science* (İngilizce). **50** (4): 578-602. doi:10.1086/289140. ISSN 0031-8248.
28. ↑  Brown, H. R.; Svetlichny, G. (November 1990). "Nonlocality and Gleason's lemma. Part I. Deterministic theories". *Foundations of Physics* (İngilizce). **20** (11): 1379-1387. Bibcode:1990FoPh...20.1379B. doi:10.1007/BF01883492. ISSN 0015-9018.
29. ↑  Glick, David; Boge, Florian J. (22 Ekim 2019). "Is the Reality Criterion Analytic?". *Erkenntnis* (İngilizce). **86** (6): 1445-1451. arXiv:1909.11893 $2. Bibcode:2019arXiv190911893G. doi:10.1007/s10670-019-00163-w. ISSN 0165-0106.
30. ↑  Conway, John; Kochen, Simon (2006). "The Free Will Theorem". *Foundations of Physics*. **36** (10): 1441. arXiv:quant-ph/0604079 $2. Bibcode:2006FoPh...36.1441C. doi:10.1007/s10701-006-9068-6.
31. ↑  Rehmeyer, Julie (15 Ağustos 2008). "Do subatomic particles have free will?". *Science News* (İngilizce). 13 Şubat 2014 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 23 Nisan 2022.
32. ↑  Thomas, Rachel (27 Aralık 2011). "John Conway – discovering free will (part I)". *Plus Magazine* (İngilizce). 12 Ocak 2012 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 23 Nisan 2022.
33. ↑  Conway, John H.; Kochen, Simon (2009). "The strong free will theorem" (PDF). *Notices of the AMS*. **56** (2): 226-232. 20 Mart 2023 tarihinde kaynağından arşivlendi (PDF). Erişim tarihi: 22 Mayıs 2023.
34. ↑  Werner, Reinhard F. (1 Ekim 1989). "Quantum states with Einstein-Podolsky-Rosen correlations admitting a hidden-variable model". *Physical Review A* (İngilizce). **40** (8): 4277-4281. Bibcode:1989PhRvA..40.4277W. doi:10.1103/PhysRevA.40.4277. ISSN 0556-2791. PMID 9902666.
35. ↑  Spekkens, Robert W. (19 Mart 2007). "Evidence for the epistemic view of quantum states: A toy theory". *Physical Review A* (İngilizce). **75** (3): 032110. arXiv:quant-ph/0401052 $2. Bibcode:2007PhRvA..75c2110S. doi:10.1103/PhysRevA.75.032110. ISSN 1050-2947.
36. ↑  Catani, Lorenzo; Browne, Dan E. (27 Temmuz 2017). "Spekkens' toy model in all dimensions and its relationship with stabiliser quantum mechanics". *New Journal of Physics*. **19** (7): 073035. Bibcode:2017NJPh...19g3035C. doi:10.1088/1367-2630/aa781c Özgürce erişilebilir. ISSN 1367-2630.
37. ↑  Reichenbach, Hans (1944). *Philosophic Foundations of Quantum Mechanics*. University of California Press. s. 14. OCLC 872622725.
38. 1 2 3  Jammer, Max (1974). *The Philosophy of Quantum Mechanics*. John Wiley and Sons. ISBN 0-471-43958-4.
39. ↑  Mermin, N. David; Schack, Rüdiger (2018). "Homer nodded: von Neumann's surprising oversight". *Foundations of Physics*. **48** (9): 1007-1020. arXiv:1805.10311 $2. Bibcode:2018FoPh...48.1007M. doi:10.1007/s10701-018-0197-5.
40. ↑  Clauser, J. F.; Shimony, A. (1978). "Bell's theorem: Experimental tests and implications" (PDF). *Reports on Progress in Physics*. **41** (12): 1881-1927. Bibcode:1978RPPh...41.1881C. CiteSeerX 10.1.1.482.4728 $2. doi:10.1088/0034-4885/41/12/002. 23 Eylül 2017 tarihinde kaynağından arşivlendi (PDF). Erişim tarihi: 28 Ekim 2017.
41. 1 2  Wick, David (1995). *The Infamous Boundary: Seven Decades of Heresy in Quantum Physics*. New York: Springer. doi:10.1007/978-1-4612-4030-3\_11. ISBN 978-0-387-94726-6.
42. ↑  Conway, John; Kochen, Simon (2002). "The Geometry of the Quantum Paradoxes". Bertlmann, Reinhold A.; Zeilinger, Anton (Ed.). *Quantum [Un]speakables: From Bell to Quantum Information*. Berlin: Springer. ss. 257-269. ISBN 3-540-42756-2. OCLC 49404213.
43. ↑  Einstein, Albert (March 1936). "Physics and reality". *Journal of the Franklin Institute*. **221** (3): 349-382. Bibcode:1936FrInJ.221..349E. doi:10.1016/S0016-0032(36)91047-5.
44. ↑  Harrigan, Nicholas; Spekkens, Robert W. (2010). "Einstein, incompleteness, and the epistemic view of quantum states". *Foundations of Physics*. **40** (2): 125. arXiv:0706.2661 $2. Bibcode:2010FoPh...40..125H. doi:10.1007/s10701-009-9347-0.
45. ↑  Bohm, David (1989). *Quantum Theory* (Dover reprint bas.). Prentice-Hall. ss. 614-623. ISBN 978-0-486-65969-5. OCLC 1103789975.
46. ↑  Wu, C.-S.; Shaknov, I. (1950). "The Angular Correlation of Scattered Annihilation Radiation". *Physical Review*. **77** (1): 136. Bibcode:1950PhRv...77..136W. doi:10.1103/PhysRev.77.136.
47. ↑  Mackey, George W. (1957). "Quantum Mechanics and Hilbert Space". *The American Mathematical Monthly*. **64** (8P2): 45-57. doi:10.1080/00029890.1957.11989120. JSTOR 2308516.
48. ↑  Gleason, Andrew M. (1957). "Measures on the closed subspaces of a Hilbert space". *Indiana University Mathematics Journal*. **6** (4): 885-893. doi:10.1512/iumj.1957.6.56050 Özgürce erişilebilir. MR 0096113. 26 Şubat 2021 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 24 Mayıs 2023.
49. ↑  Chernoff, Paul R. "Andy Gleason and Quantum Mechanics" (PDF). *Notices of the AMS*. **56** (10): 1253-1259. 8 Aralık 2018 tarihinde kaynağından arşivlendi (PDF). Erişim tarihi: 24 Mayıs 2023.
50. ↑  Wilce, A. (2017). "Quantum Logic and Probability Theory". *Stanford Encyclopedia of Philosophy*. Metaphysics Research Lab, Stanford University.
51. ↑  Shimony, Abner (1984). "Contextual Hidden Variable Theories and Bell's Inequalities". *British Journal for the Philosophy of Science*. **35** (1): 25-45. doi:10.1093/bjps/35.1.25.
52. ↑  Peres, Asher (1991). "Two simple proofs of the Kochen-Specker theorem". *Journal of Physics A: Mathematical and General* (İngilizce). **24** (4): L175-L178. Bibcode:1991JPhA...24L.175P. doi:10.1088/0305-4470/24/4/003. ISSN 0305-4470.
53. ↑  Whitaker, Andrew (2016). *John Stewart Bell and Twentieth Century Physics: Vision and Integrity* (İngilizce). Oxford University Press. ISBN 978-0-19-874299-9.
54. 1 2  Bell, J. S. (1966). "On the problem of hidden variables in quantum mechanics". *Reviews of Modern Physics*. **38** (3): 447-452. Bibcode:1966RvMP...38..447B. doi:10.1103/revmodphys.38.447. OSTI 1444158.
55. ↑  Kaiser, David (30 Ocak 2012). "How the Hippies Saved Physics: Science, Counterculture, and the Quantum Revival [Excerpt]". *Scientific American* (İngilizce). 4 Mart 2014 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 11 Şubat 2020.
56. ↑  Freedman, S. J.; Clauser, J. F. (1972). "Experimental test of local hidden-variable theories" (PDF). *Physical Review Letters*. **28** (938): 938-941. Bibcode:1972PhRvL..28..938F. doi:10.1103/PhysRevLett.28.938. 24 Mayıs 2023 tarihinde kaynağından arşivlendi (PDF). Erişim tarihi: 24 Mayıs 2023.
57. ↑  Freedman, Stuart Jay (5 Mayıs 1972). *Experimental test of local hidden-variable theories* (PDF) (PhD). University of California, Berkeley. 23 Mayıs 2023 tarihinde kaynağından arşivlendi (PDF). Erişim tarihi: 24 Mayıs 2023.
58. ↑  Aspect, Alain; Dalibard, Jean; Roger, Gérard (1982). "Experimental Test of Bell's Inequalities Using Time-Varying Analyzers". *Physical Review Letters*. **49** (25): 1804-7. Bibcode:1982PhRvL..49.1804A. doi:10.1103/PhysRevLett.49.1804 Özgürce erişilebilir.
59. ↑  Pan, Jian-Wei; Bouwmeester, D.; Daniell, M.; Weinfurter, H.; Zeilinger, A. (2000). "Experimental test of quantum nonlocality in three-photon GHZ entanglement". *Nature*. **403** (6769): 515-519. Bibcode:2000Natur.403..515P. doi:10.1038/35000514. PMID 10676953.
60. ↑  Dehlinger, Dietrich; Mitchell, M. W. (2002). "Entangled photons, nonlocality, and Bell inequalities in the undergraduate laboratory". *American Journal of Physics*. **70** (9): 903-910. arXiv:quant-ph/0205171 $2. Bibcode:2002AmJPh..70..903D. doi:10.1119/1.1498860.
61. ↑  Larsson, Jan-Åke (2014). "Loopholes in Bell inequality tests of local realism". *Journal of Physics A: Mathematical and Theoretical*. **47** (42): 424003. arXiv:1407.0363 $2. Bibcode:2014JPhA...47P4003L. doi:10.1088/1751-8113/47/42/424003.
62. ↑  Gerhardt, I.; Liu, Q.; Lamas-Linares, A.; Skaar, J.; Scarani, V.; Makarov, V.; Kurtsiefer, C. (2011). "Experimentally faking the violation of Bell's inequalities". *Physical Review Letters*. **107** (17): 170404. arXiv:1106.3224 $2. Bibcode:2011PhRvL.107q0404G. doi:10.1103/PhysRevLett.107.170404. PMID 22107491.
63. ↑  Merali, Zeeya (27 Ağustos 2015). "Quantum 'spookiness' passes toughest test yet". *Nature News*. **525** (7567): 14-15. Bibcode:2015Natur.525...14M. doi:10.1038/nature.2015.18255 Özgürce erişilebilir. PMID 26333448.
64. ↑  Markoff, Jack (21 Ekim 2015). "Sorry, Einstein. Quantum Study Suggests 'Spooky Action' Is Real". *New York Times*. 31 Temmuz 2019 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 21 Ekim 2015.
65. ↑  Hensen, B. (21 Ekim 2015). "Loophole-free Bell inequality violation using electron spins separated by 1.3 kilometres". *Nature*. **526** (7575): 682-686. arXiv:1508.05949 $2. Bibcode:2015Natur.526..682H. doi:10.1038/nature15759. PMID 26503041.
66. ↑  Shalm, L. K. (16 Aralık 2015). "Strong Loophole-Free Test of Local Realism". *Physical Review Letters*. **115** (25): 250402. arXiv:1511.03189 $2. Bibcode:2015PhRvL.115y0402S. doi:10.1103/PhysRevLett.115.250402. PMC 5815856 $2. PMID 26722906.
67. ↑  Giustina, M. (16 Aralık 2015). "Significant-Loophole-Free Test of Bell's Theorem with Entangled Photons". *Physical Review Letters*. **115** (25): 250401. arXiv:1511.03190 $2. Bibcode:2015PhRvL.115y0401G. doi:10.1103/PhysRevLett.115.250401. PMID 26722905.
68. ↑  Aspect, Alain (16 Aralık 2015). "Closing the Door on Einstein and Bohr's Quantum Debate". *Physics*. **8**: 123. Bibcode:2015PhyOJ...8..123A. doi:10.1103/Physics.8.123 Özgürce erişilebilir.
69. ↑  Ahlander, Johan; Burger, Ludwig; Pollard, Niklas (4 Ekim 2022). "Nobel physics prize goes to sleuths of 'spooky' quantum science". *Reuters* (İngilizce). 4 Ekim 2022 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 4 Ekim 2022.
70. ↑  Schlosshauer, Maximilian; Kofler, Johannes; Zeilinger, Anton (6 Ocak 2013). "A Snapshot of Foundational Attitudes Toward Quantum Mechanics". *Studies in History and Philosophy of Science Part B: Studies in History and Philosophy of Modern Physics*. **44** (3): 222-230. arXiv:1301.1069 $2. Bibcode:2013SHPMP..44..222S. doi:10.1016/j.shpsb.2013.04.004.
71. ↑  Siddiqui, Shabnam; Singh, Chandralekha (2017). "How diverse are physics instructors' attitudes and approaches to teaching undergraduate level quantum mechanics?". *European Journal of Physics*. **38** (3): 035703. Bibcode:2017EJPh...38c5703S. doi:10.1088/1361-6404/aa6131 Özgürce erişilebilir.
72. 1 2  Faye, Jan (2019). "Copenhagen Interpretation of Quantum Mechanics". Zalta, Edward N. (Ed.). *Stanford Encyclopedia of Philosophy*. Metaphysics Research Lab, Stanford University. 29 Nisan 2019 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 16 Eylül 2021.
73. ↑  Camilleri, K.; Schlosshauer, M. (2015). "Niels Bohr as Philosopher of Experiment: Does Decoherence Theory Challenge Bohr's Doctrine of Classical Concepts?". *Studies in History and Philosophy of Modern Physics*. **49**: 73-83. arXiv:1502.06547 $2. Bibcode:2015SHPMP..49...73C. doi:10.1016/j.shpsb.2015.01.005.
74. ↑  Peres, Asher (2002). "Popper's experiment and the Copenhagen interpretation". *Studies in History and Philosophy of Modern Physics*. **33**: 23. arXiv:quant-ph/9910078 $2. Bibcode:1999quant.ph.10078P. doi:10.1016/S1355-2198(01)00034-X.
75. ↑  Bohr, N. (13 Ekim 1935). "Can Quantum-Mechanical Description of Physical Reality be Considered Complete?" (PDF). *Physical Review*. **48** (8): 696-702. Bibcode:1935PhRv...48..696B. doi:10.1103/PhysRev.48.696 Özgürce erişilebilir. 9 Ocak 2020 tarihinde kaynağından arşivlendi (PDF). Erişim tarihi: 16 Eylül 2021.
76. ↑  Werner, Reinhard F. (24 Ekim 2014). "Comment on 'What Bell did'". *Journal of Physics A: Mathematical and Theoretical*. **47** (42): 424011. Bibcode:2014JPhA...47P4011W. doi:10.1088/1751-8113/47/42/424011. ISSN 1751-8113.
77. ↑  Żukowski, Marek (2017). "Bell's Theorem Tells Us Not What Quantum Mechanics Is, but What Quantum Mechanics Is Not". Bertlmann, Reinhold; Zeilinger, Anton (Ed.). *Quantum [Un]Speakables II*. The Frontiers Collection. Cham: Springer International Publishing. ss. 175-185. arXiv:1501.05640 $2. doi:10.1007/978-3-319-38987-5\_10. ISBN 978-3-319-38985-1.
78. ↑  Omnès, R. (1994). *The Interpretation of Quantum Mechanics*. Princeton University Press. ISBN 978-0-691-03669-4. OCLC 439453957.
79. ↑  Hohenberg, P. C. (5 Ekim 2010). "Colloquium : An introduction to consistent quantum theory". *Reviews of Modern Physics* (İngilizce). **82** (4): 2835-2844. arXiv:0909.2359 $2. Bibcode:2010RvMP...82.2835H. doi:10.1103/RevModPhys.82.2835. ISSN 0034-6861.
80. ↑  Healey, Richard (2016). "Quantum-Bayesian and Pragmatist Views of Quantum Theory". Zalta, Edward N. (Ed.). *Stanford Encyclopedia of Philosophy*. Metaphysics Research Lab, Stanford University. 17 Ağustos 2021 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 16 Eylül 2021.
81. ↑  Deutsch, David; Hayden, Patrick (2000). "Information flow in entangled quantum systems". *Proceedings of the Royal Society A*. **456** (1999): 1759-1774. arXiv:quant-ph/9906007 $2. Bibcode:2000RSPSA.456.1759D. doi:10.1098/rspa.2000.0585.
82. ↑  Brown, Harvey R.; Timpson, Christopher G. (2016). "Bell on Bell's Theorem: The Changing Face of Nonlocality". Bell, Mary; Gao, Shan (Ed.). *Quantum Nonlocality and Reality: 50 years of Bell's theorem*. Cambridge University Press. ss. 91-123. arXiv:1501.03521 $2. doi:10.1017/CBO9781316219393.008. ISBN 9781316219393.
83. ↑  Jaynes, E. T. (1989). "Clearing up Mysteries — the Original Goal". *Clearing up Mysteries—The Original Goal* (PDF). *Maximum Entropy and Bayesian Methods*. ss. 1-27. CiteSeerX 10.1.1.46.1264 $2. doi:10.1007/978-94-015-7860-8\_1. ISBN 978-90-481-4044-2. 28 Ekim 2011 tarihinde kaynağından arşivlendi (PDF). Erişim tarihi: 18 Ekim 2011.
84. ↑  Gill, Richard D. (2002). "Time, Finite Statistics, and Bell's Fifth Position". *Proceedings of the Conference Foundations of Probability and Physics - 2 : Växjö (Soland), Sweden, June 2-7, 2002*. **5**. Växjö University Press. ss. 179-206. arXiv:quant-ph/0301059 $2.
85. ↑  Wood, Christopher J.; Spekkens, Robert W. (3 Mart 2015). "The lesson of causal discovery algorithms for quantum correlations: causal explanations of Bell-inequality violations require fine-tuning". *New Journal of Physics*. **17** (3): 033002. arXiv:1208.4119 $2. Bibcode:2015NJPh...17c3002W. doi:10.1088/1367-2630/17/3/033002. ISSN 1367-2630. 20 Mart 2023 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 30 Mayıs 2023.
86. ↑  Gröblacher, Simon; Paterek, Tomasz; Kaltenbaek, Rainer; Brukner, Časlav; Żukowski, Marek; Aspelmeyer, Markus; Zeilinger, Anton (2007). "An experimental test of non-local realism". *Nature*. **446** (7138): 871-5. arXiv:0704.2529 $2. Bibcode:2007Natur.446..871G. doi:10.1038/nature05677. PMID 17443179.
87. ↑  Kastner, Ruth E. (May 2010). "The quantum liar experiment in Cramer's transactional interpretation". *Studies in History and Philosophy of Science Part B: Studies in History and Philosophy of Modern Physics* (İngilizce). **41** (2): 86-92. arXiv:0906.1626 $2. Bibcode:2010SHPMP..41...86K. doi:10.1016/j.shpsb.2010.01.001. 24 Haziran 2018 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 16 Eylül 2021.
88. ↑  't Hooft, Gerard (2016). *The Cellular Automaton Interpretation of Quantum Mechanics*. Fundamental Theories of Physics. **185**. Springer. doi:10.1007/978-3-319-41285-6. ISBN 978-3-319-41284-9. OCLC 951761277. 29 Aralık 2021 tarihinde kaynağından arşivlendi. Erişim tarihi: 27 Ağustos 2020.

|  |  |
| --- | --- |
| Otorite kontrolü Bunu Vikiveri'de düzenleyin | 
* BNF: cb122642503 (data)
* GND: 4328478-4
* LCCN: sh89004982
* NLI: 987007532261805171
* SUDOC: 031426166

 |