多元宇宙是什么

除了有自知之明这一点之外，我认为自己就是个普通人。

——米歇尔·德·蒙田（1533—1592）

钟形曲线

对人择原理的最严厉的批评在于，它不能产生任何可被验证的预测，它所说的一切就是只有当自然常数的数值允许观测者存在时，我们才能够对这些常数进行观测。这很难被看作一种预测，因为它本身是绝对正确的。那么问题是，我们能做得更好吗？有没有可能从人择原理中提取出一些真正意义上的预测呢？

如果我要测量的量可以有一系列取值，具体能测到哪个取值纯属偶然，那我就不可能准确预测测量结果，但我仍然有可能做出一个统计上的预测。比如，假设我想预测我在街上遇见的第一个男性的身高，根据吉尼斯世界纪录，医学史上最高的男性是美国人罗伯特·珀欣·瓦德洛（Robert Pershing Wadlow），身高2.72米，而最矮的成年男性是印度人古尔·穆罕默德（Gul Mohammed），身高只有57厘米，那么保险起见，我应该预测我遇见的第一个男性的身高将介于这两个极端之间。除非他的身高打破吉尼斯世界纪录，否则这个预测结果绝对是正确的。

为了做出更有意义的预测，我可以参考美国男性身高的统计数据，它遵循如图14.1所示的钟形曲线，中间值为1.77米，即50%的男性矮于这个值，另外50%的男性高于此。而我遇见的第一个人不太可能是个巨人或者侏儒，所以可以期望他的身高处于分布曲线的中段。更加量化地说，我可以假定这个人不会是美国最高或者最矮的2.5%的男性之一，而余下95%的人身高在1.63至1.90米之间，那么如果我预测这个人的身高在1.63至1.90米之间，然后进行大量实验，就可以期望在95%的情况下，预测是正确的。我们便称该预测具有95%的置信度。

为了使预测达到99%的置信度，我就得去掉分布曲线两端各0.5%的部分。随着置信度的增加，我出错的机会相应减少，但是身高的预测区间随之增大，而预测本身也不那么有趣了。

可以用类似的方法来预测自然常数吗？1994年的夏天，我试图寻找这个问题的答案，当时我正在法国高等科学研究所拜访我的朋友蒂博·达穆尔（Thibault Damour）。这个研究所位于一个名为伊维特河畔比尔的小村庄，从巴黎出发乘火车30分钟即可到达。我喜欢法国的乡村，还有美食和葡萄酒，尽管这些食物热量都很高。着名的苏联物理学家列夫·朗道曾经说过，一杯酒就足以扼杀他一周的灵感。幸运的是，我还没有过这种体验。傍晚，在一顿愉快的晚餐之后，我精神振奋地在伊维特小河边的草地上散步，思维却逐渐回归到人择原理的预测问题上来。

假设某个自然常数，就叫它X吧，在宇宙的不同区域内取值都不同。在某些宇宙区域内，环境不允许观测者存在，而只有在另一些允许观测者存在的区域内，X的值才会被测量。那么，进一步假设存在着某种宇宙统计局，他们收集并公布这些关于X的测量结果（见图14.2），由不同观测者测量的数值分布很可能呈现出与图14.1类似的钟形曲线，同样，我们也可以去掉分布曲线两端各2.5%的部分，并预测X的数值处于95%置信度区间内。

这种预测的意义何在呢？如果我们在宇宙中随机挑选观测者，那么他们所测量的X值将有95%的机会落在预测区间内。但是很不幸，我们无法验证这种预测，因为所有X值不同的区域都在我们的视界之外，我们只能测量视界内本区域的X。不过，我们可以认为自己是被随机挑选出来的，只是分布在宇宙中的众多文明中的一个。我们没有理由相信，与其他观测者相比，我们这里的X会是罕有的，或者说特殊的取值，因此，我们就可以预测出我们的测量值会落在某一特定区间内，而这个预测的置信度为95%。这种方法的一个重要前提是，我们在宇宙中只是一个普通的存在。我将这一前提称为“平庸原理”。

我的一些同事反对这个命名，他们建议改称其为“民主原理”。当然，没有人愿意做个平庸的人，但是这个名字表达了对于人类处于世界中心的那个时代的怀念。人们总爱相信自己是特殊的，但是宇宙一次又一次地证明，“平庸”才是一个更有效的假说。

同样的推理方法也可以用来预测人的身高。假设你不知道自己的身高，那么就可以用你所在国家和相应性别的统计数据来预测。如果你是一个生活在美国的成年男性，且没有理由认为自己异常高大或矮小，那么你的身高将以95%的置信度处于1.63至1.90米之间。

后来我了解到，哲学家约翰·莱斯利（John Leslie）和普林斯顿天体物理学家理查德·戈特（Richard Gott）都曾经在预测人类的存在期限时各自提出过类似的观点，他们认为人类持续的时间不可能会比它已经存在的时间长太多，否则我们就会发现自己正处于人类历史的极早期。这就是所谓的“世界末日论”，它可以追溯到人择原理的发明者布兰登·卡特，卡特在1983年的一次演讲中提出了这一观点，但是从未以书面形式发表（看起来他被卷入的争论已经够多的了）。戈特还曾经利用类似的观点来预测柏林墙的倒塌和英国《自然》期刊的寿命，他关于这一主题的第一篇论文同样发表在《自然》上。他预测《自然》期刊将在6800年停刊，这一点还有待验证。

如果我们对宇宙中所有观测者所测量的自然常数做一个分布统计，我们就可以利用平庸原理在特定置信度上做出预测。但是我们能从哪里得到这个统计分布呢？我们只能用理论计算得出的数值替代宇宙统计局的数据。

如果没有一个使用可变常数来描述多元宇宙的理论，就无法找到相关的统计分布。目前，我们的最佳选择就是永恒暴胀理论。正如我们在上一章中所讨论的，暴胀时空中的量子过程产生了大量的区域，这些区域拥有自然常数的所有可能取值。我们可以用永恒暴胀理论来计算常数的统计分布，然后也许可以与实验数据对比来检验结果。这开启了一种令人激动的可能，让永恒暴胀理论最终可以经受观测的考验。当然，我觉得这个机会不容错过。

统计观测者

既然宇宙中的每一个区域都包含有一组自然常数的可能取值，让我们设想一个大得足以容纳所有区域与所有可能取值的空间，其中某些区域“人”口密集，充满作为观测者的智慧生物；另外更多的区域并不利于生活，“人”口稀少；而占据大多数的是贫瘠的区域，没有任何观测者存在。

测量自然常数特定取值的观测者的数量，是由两个因素决定的：具有特定常数取值的区域的体积（比如以立方光年为单位），以及每立方光年内观测者的数量。体积项可以通过暴胀理论结合可变常数的粒子物理模型（比如宇宙学常数的标量场模型）来计算，但是计算第二项，观测者的人口密度，就困难多了。我们对生命的起源知之甚少，更不用说智慧生命了，那么我们又怎么能指望计算出观测者的人数呢？

事情的转机在于，某些常数并不直接影响生命的物理和化学过程，比如宇宙学常数和中微子质量，还有通常被记为Q的表征原初密度扰动大小的参数，我们称之为生命中性的自然常数，它们的变化可能会影响星系形成，但是不会影响特定星系内生命演化的可能性。与此相反，像电子质量、牛顿万有引力常数这样的常数就能够直接影响生命过程。那么如果我们集中探讨那些影响生命的常数数值相同，而只有生命中性常数不同的区域，那我们对于生命和智慧的无知就不会影响研究结果。在这些区域中，所有星系内的观测者数量都差不多，所以区域内的观测者人口密度将简单地与星系密度成正比。至此，针对这个问题的对策就是集中分析那些生命中性的常数，然后问题就可以简化为计算给定空间体积内的星系数量，而这是一个已经被研究得很透彻了的天体物理学问题，其计算结果与通过暴胀理论得出的体积项相结合，就能得到我们想要的统计分布。

向宇宙学常数问题靠拢

当我考虑拥有不同自然常数的遥远区域内的那些观测者时，很难相信我在笔记本上写下的方程与现实有多大关系。但是既然已经走到了这一步，我只能勇往直前，我想看看平庸原理是否可以为解决宇宙学常数问题提供什么新的启示。

史蒂文·温伯格已经迈出了第一步，他研究了宇宙学常数对星系形成的影响，并且发现人择原理设定了宇宙学常数的上限，如果超过这个上限，真空能就会很快在宇宙中占据主导位置，甚至使得任何星系都还来不及形成。此外，正如我已经提到的，你在街上碰到的第一个人不太可能是侏儒，温伯格也意识到他的分析中隐含着一种预测：如果你在零和人择界限之间任意选取一个数，这个数值也不可能比人择界限小太多。因此，温伯格认为，我们区域内的宇宙学常数数值应该与人择界限相当。这个观点听上去很有说服力，但我对此有所保留。在宇宙学常数与人择界限相当的区域中，星系几乎不可能形成，观测者的人口密度也会很低。大多数观测者都会出现在拥有大量星系的区域内，那里的宇宙学常数远低于人择界限，因此真空能只有在星系形成过程差不多完成之后才会占据主导位置。而根据平庸原理，我们极有可能发现自己就是这些观测者中的一员。

对此，我大致估算了一下，发现由普通观测者所测量的宇宙学常数不应该比平均物质密度的10倍大很多，当然太小的数值也不可能，就像上街不太会遇见侏儒一样。我在1995年发表了这项分析结果，预测我们测量到的数值应该约为本区域物质密度的10倍。同样以平庸原理为基础，牛津大学天体物理学家乔治·埃夫斯塔修（George Efstathiou）与史蒂文·温伯格后来又分别进行了更详细的计算，随后得克萨斯大学的雨果·马特尔（Hugo Martel）和保罗·夏皮罗（Paul Shapiro）也加入了温伯格的研究团队，他们都得出了类似的结论。

这一新发现有可能将人择原理的观点转变成可被验证的预测，我对此非常兴奋，但是几乎没有人和我分享这份喜悦。超弦理论的领导者、理论物理学家约瑟夫·波尔钦斯基（Joseph Polchinski）曾经说过，如果真的发现了非零的宇宙学常数，他就退出物理学界。波尔钦斯基已经意识到，对于一个小数值的宇宙学常数，唯一的解释就是人择原理，他只是不愿意接受这种想法。而我关于人择原理预测的学术报告时常会引起令人尴尬的沉默，在一次研讨会结束后，普林斯顿大学一位着名的宇宙学家从座位上站起来说：“任何想研究人择原理的人都应该……”他的语气无疑是在表示，他坚信所有这样的人都是在浪费时间。

超新星伸出援手

我在前几章中已经提到，非零宇宙学常数的证据被首次宣布，这让大多数物理学家都大为吃惊。而这个证据，就是基于对一种特殊类型的遥远超新星——所谓的Ia型超新星——爆发的研究。

这些巨大的爆炸被认为发生在双星系统中，一般由一颗活跃恒星和一颗白矮星组成，后者是恒星燃尽核燃料之后形成的致密遗迹。单个白矮星会慢慢熄灭，但是如果它旁边有一颗伴星，那么它也许就能够在“焰火”中结束生命。从伴星中抛出的一部分气体会被白矮星俘获，从而导致白矮星质量稳步增长。然而，白矮星存在质量上限，即所谓的钱德拉塞卡极限，一旦质量超过这个极限，白矮星将会在引力作用下坍缩，并引发一场巨大的热核爆炸，这就是我们所看见的Ia型超新星。

超新星在天空中呈现为一个亮斑，其亮度的峰值可达到太阳亮度的40亿倍。在像我们这样的星系中，大约每300年才会出现一次Ia型超新星爆发，因此天文学家们不得不在几年时间内搜寻成千上万个星系，来寻找其中仅有的几十次爆发。但是这样的努力是值得的，Ia型超新星几乎实现了天文学家长久以来希望寻找到“标准烛光”的梦想。标准烛光是一类具有完全相同的功率的天体，其距离可以通过视亮度来确定，方法与我们根据一个100瓦的灯泡的视亮度来确定其距离是一样的。如果没有这种神奇的物体，距离测定会是天文学中一道着名的难题。

Ia型超新星之所以功率都相同，是因为所有爆发的白矮星的质量都相同，都等于钱德拉塞卡极限。知道了功率，我们就能知道超新星与我们的距离；而一旦知道距离，通过光穿过这段距离的时间来推算出爆发的时间就很容易。此外，光波的红移，或者说多普勒频移，可以用于推算白矮星爆发时的宇宙膨胀速度。因此，通过分析遥远的超新星发出的光，我们可以揭示宇宙膨胀的历史。

这项技术由两个相互竞争的天文研究组不断改进完善，其中一个是超新星宇宙学项目组，另一个叫高红移超新星研究团队，他们都想率先确定在引力作用下的宇宙膨胀减慢的速率，但是并没有什么发现。1998年冬天，高红移团队宣布他们有令人信服的证据表明，在过去的50亿年中，宇宙膨胀一直是加速的，而不是他们所预想的减速。提出这一主张是需要一些勇气的，因为宇宙加速膨胀就意味着宇宙学常数的存在。当被问及对这个发现的感受时，团队的领导者之一布莱恩·施密特（Brian Schmidt）说，他的感受“介于惊奇和恐惧之间”。几个月后，超新星宇宙学项目组也宣布了非常相似的结论。正如组长索尔·珀尔马特（Saul Perlmutter）所说，这两个研究组“达成了暴力共识”。

这一发现给物理学界带来了强烈的冲击，一些人干脆拒绝相信它。斯拉瓦·穆哈诺夫和我打赌，宇宙学常数的证据不久就会消失，赌注是一瓶波尔多葡萄酒。当穆哈诺夫最终酿成这款酒时，我们一起享用了它，显然宇宙学常数的存在与否对酒香毫无影响。

还有一些人认为，超新星的视亮度可能会受到距离之外的其他因素的影响。比如，如果超新星发出的光被星系间的尘埃颗粒散射，那么超新星看上去会更暗一些，因此会让我们误认为它在更远的地方。直到几年之后，巴尔的摩空间望远镜研究所的亚当·里斯（Adam Riess）分析了当时已知的最远的超新星SN1997ff，才消除了这些疑虑。如果是由于星际尘埃导致的模糊暗淡，那么这种影响只会随着距离的增加而增强。但是这颗超新星的视亮度比既不加速也不减速、仅靠惯性膨胀的宇宙模型中的情况更亮。对此现象的合理解释是，该超新星在宇宙大爆炸后的30亿年时爆发，当时真空能仍然起到一定的支配作用，而宇宙的加速膨胀尚未开始。

由于宇宙加速膨胀的证据越来越强，宇宙学家们很快意识到，从某些角度看，宇宙学常数的回归并不算是一件坏事。首先，正如我们在第9章中所讨论的，它提供了缺失的质量密度，使得宇宙的总密度等于临界密度。其次，它解决了令人困扰的宇宙年龄差异问题，即在没有宇宙学常数的情况下所计算出的宇宙年龄要小于最古老的恒星的年龄。现在如果引入宇宙学常数，即考虑宇宙加速膨胀，那么它在过去的膨胀速度就会更慢，膨胀到现在的尺寸所需的时间也会更长。也就是说，宇宙学常数使宇宙更老，同时也消除了年龄差异问题。因此，仅仅在宇宙加速膨胀被发现的几年之后，我们就已经离不开宇宙学常数了。而现在，争论的焦点也已经转向理解宇宙学常数的真正含义。

解释巧合

真空能量密度的观测值大约是平均物质密度的3倍，正处于3年前由平庸原理预测出的数值范围之内。通常，物理学家认为一次成功的预测是理论正确的有力证据，然而在这一事件中，他们并不着急归功于人择原理。在这一发现之后的几年里，许多物理学家都做出了巨大的努力，试图在不依赖人择原理的前提下解释加速膨胀，其中最受欢迎的是由保罗·斯坦哈特及其合作者提出的精质（Quintessence）模型。精质模型的观点是，真空能不是一个常数，而是随着宇宙膨胀逐渐减小。现在的宇宙已经非常老了，因此真空能的数值也非常小。更具体地说，精质模型是一个标量场，其能量函数的形貌看起来像是专门为速降滑雪设计的雪道（如图14.3所示）。在早期宇宙中，这个标量场在高高的山顶上，而现在已经降到了低海拔地区，也就是说，真空能量密度已经很低了。

这个模型的问题在于，它并没有解决当前真空能量密度恰好与物质密度相当这一巧合的难题（见第12章）。当然我们可以改变能量函数的形貌来实现这一点，但是这与其说是解释问题，不如说是简单地拟合数据而已。

而另一方面，使用人择原理可以自然地解决这个难题。根据平庸原理，大多数观测者都生活在宇宙学常数赶上星系形成时物质密度的区域中。像我们银河系这样的巨型旋涡星系要在相对较近的宇宙年代中才能形成，大概是大爆炸之后的几十到上百亿年，从那时起，物质密度已经低于真空能量密度，但是并没有低多少（对我们这个区域来说大约是1/3）。尽管研究者们进行了大量尝试，但是并没有其他合理的解释能解决这一巧合难题。渐渐地，物理学家群体逐渐在心理上习惯了这种想法，即人择原理的思想也许将会持续下去。

优点与缺点

许多物理学家不愿意接受人择原理的解释，这一点很容易理解。物理学的精确度标准非常高，甚至可以说是无限高的，其中一个经典例子就是电子磁矩的计算。电子可以被描述为一个微小的磁体，用来表征磁体强度的参数就是磁矩，电子磁矩于20世纪30年代首次由保罗·狄拉克计算得出。他的计算结果与实验吻合得相当好，但是物理学家们很快意识到，由于真空量子涨落的存在，需要对狄拉克的计算值做一个小小的修正。紧接着就是一场竞赛，理论粒子物理学家做了越来越精确的计算，实验物理学家则用越来越高的精度来测量磁矩，由实验测量得出的最新的修正因子已经达到了1.001 159 652 188，其中最后一位还存在一定的不确定性，而理论计算则更加精确。引人注目的是，理论值与实验值直到小数点后第11位还保持一致。而实际上，即使已经到了小数点后的11位，两者之间的任何差异都会给物理学家们敲响警钟，因为这意味着我们对电子的理解出现了偏差。

基于人择原理的预测就不会这样，我们所能期望的最好结果就是去计算统计的正态分布曲线。而且，即使这个计算非常精确，我们也只能在特定置信度下预测一些取值范围，对于计算的进一步改进也不会导致预测结果的精确度显着增加。如果观测值落在预测范围之内，依然会有一个挥之不去的疑虑：这可能纯属偶然。而如果不在范围之内，相关理论也有一定的可能性依然正确，而我们只是恰好落在正态分布曲线尾端的那极少数的观测者。

如果可以选择，物理学家不会放弃他们的旧模式，转而选择人择原理，这也是情理之中的事。但是自然已经做出了她的选择，我们只需要找出答案。如果宇宙中不同部分的自然常数都不尽相同，那么，不管喜不喜欢，我们所能做的最多就是根据平庸原理进行统计预测。

宇宙学常数的观测值强烈暗示，确实存在一个巨大的多元宇宙，它落在根据人择原理做出的预测的范围之内，而且看上去似乎也没有别的可信的替代方案。当然，多元宇宙存在的证据永远只是间接的，它只是一个旁证，我们既听不到目击证人的陈述，也无法看到凶器。但是如果足够幸运，能做出一些更成功的预测，我们也许仍然能够证明它的存在，而不仅仅止步于合理的怀疑。

1. 末日论是一个迷人而又充满争议的话题。更多深入探讨，请参见The End of the World by John Leslie (Routeledge, London, 1996)与Time Travel in Einstein’s Universe by Richard Gott (Houghton Mifflin Company, Boston, 2001)。
   

2. 在一个无限宇宙中，体积因子可被定义为在给定类型区域中所占据体积的占比，但是这一定义容易导致歧义。为了说明问题的本质，我们先来考虑另一个问题：整数中奇数的占比是多少？奇数与偶数在整数数列1，2，3，4，5，……中交替出现，所以你可能会想当然地认为结果一定是1/2。但是，我们也可以将所有正整数以其他方式排列，比如将它写成1，2，4，3，6，8，……。重新排列之后，数列仍然包含所有的整数，但是这一新数列中每个奇数后面跟着两个偶数，似乎奇数占比只有1/3。同样的困扰也出现在计算永恒暴胀模型的体积因子中。针对这一难题，目前已有人提出了一些有趣的思路，但问题尚未被解决。
   

3. 这样假设有些过于简单化了。从矮星系到巨星系，星系的大小各异，其中的恒星数量各不相同，因此观测者的数量也不同。然而，绝大多数恒星都位于像银河系这样的巨型星系中。因此，这个问题可以被简化为只考虑巨型星系，而忽略其他星系。
   更严重的问题在于，物质密度以及星系的其他特征参数可能会随着生命中性常数的变化而变化。例如，如果密度扰动参数Q变大，星系形成时间就会提前，物质密度也会更高，这将使得恒星之间更容易发生近距离擦碰，导致行星轨道的破坏和生命的毁灭。这一结论由马克斯·泰格马克和马丁·里斯提出，相关论文于1998年发表于《天文学杂志》。即使发生这种擦碰时星系间的距离远到不足以影响行星，它也可能扰乱恒星系外侧的彗星群，让彗星一阵阵向内行星运动，同样会导致生命的毁灭。星系变得更加致密，还会对附近的超新星爆发产生潜在的破坏性影响，这也是一项危险因素。量化所有这些因素对宜居恒星系统密度的影响是一个具有挑战性的问题，但是并不算棘手。然而，估算结果目前只能精确到数量级，难以更进一步。
   

4. 温伯格推导出的人择界限大约是宇宙中平均物质密度的500倍，这个数值高得有些令人不安。在20世纪90年代中期，观测数据已经表明，我们这个区域的宇宙学常数不超过他预测数值的五十分之一。此外，温伯格的推导基于20世纪80年代末已知的最遥远星系，而目前，天文学家已经发现了更远的星系，同时相应的极限也提升到平均物质密度的4 000倍。
   

5. 请参见A. Vilenkin, “Predictions from quantum cosmology”, Physical Review Letters, vol. 74, p. 846 (1995)。
   

6. 埃夫斯塔修的方法和我的有些许不同。他假设，我们只有在现存的观测者（或者说星系）之中才是普通的，而在我的方法中包括了现在、过去和未来的所有观测者。如果我们真的是普通的，而且生活在大多数观测者都存在的时代，那么上述的两种方法将得到相似的结果，事实上也正是如此。选择观测者的参照类型通常是一个重要问题，哲学家尼克·博斯特罗姆已经就这一点做了详细的探讨。
   

7. 这个故事是芝加哥大学的肖恩·卡罗尔（Sean Carroll）告诉我的。（卡罗尔教授如今任职于加州理工学院。——编者注）
   

8. 事实上，不同的Ia型超新星的爆发威力会有些许不同，这可能是由于白矮星化学成分的不同所导致的。这种变化可以通过测量超新星爆炸的持续时间来计算，爆发功率与持续时间的关系已经经过了充分的研究。
   

9. 多普勒频移是当电磁波源与观测者之间相对运动时所产生的电磁波频率的变化。如果你向光源靠近，那么波频就会增加，就像船与海浪反向运动时会更频繁地撞击海浪一样。当光源向观测者靠近时，也会发生同样的变化，在这里，只有光源和观测者之间的相对运动才是重要的影响因素。同样，当星系远离观测者而去时，星系发出的光的频率将会降低，即向着光谱的红端移动。
   

10. 请参见R. Kirshner, The Extravagant Universe (Princeton University Press, Princeton, 2002, p.221)。
    

11. “暴力共识”指两方一直执着于争吵，却没有意识到他们的意见实际上达成了共识。——编者注
    

12. 穆哈诺夫同时也是第一位计算暴胀期间由量子过程引起的密度扰动的学者。其照片见本书的第66页。
    

13. 在这里，“宇宙”一词特指“可观测宇宙”，而所谓“宇宙年龄”指的是我们本区域中从宇宙大爆炸开始算起的时间。
    

14. 20世纪80年代，杰拉德·德·沃库勒尔提出，宇宙学常数有可能可以解决最古老恒星和宇宙之间的年龄差异问题。最近，劳伦斯·克劳斯（Lawrence Krauss）和迈克尔·特纳（Michael Turner）再次发表论文强调了这一可能性，同时还列举了宇宙学常数的其他潜在优势，论文题为“The cosmological constant is back”，发表于General Relativity and Gravitation, vol. 27, p. 1137 (1995)。
    

15. 关于精质模型的更通俗的综述，请参见Quintessence: The Mystery of the Missing Mass by Lawrence Krauss (Basic Books, New York, 2000).
    

16. 精质模型的另一个问题就是，它假设了能量函数底部平台处的能量密度为零，这相当于假设费米子和玻色子的量子涨落能量能奇迹般地相互抵消（见第12章）。
    

17. 我们生活在一个巨型星系的星系盘中，这可能不是一个偶然事件。星系的形成是一个层次化的过程，其中较小、较致密的物体合并形成更大、更稀薄的物体。早期的致密星系并不适宜生命生存，原因参见本章尾注3。
    

18. 我与豪梅·加里加、马里奥·利维奥（Mario Livio）合作的论文中解释了这种巧合，请参见“The cosmological constant and the time of its dominance”，发表于Physical Review, vol. D61, p. 023503 (2000)。悉尼·布卢德曼（Sidney Bludman）也独立提出了同样的想法，发表于Nuclear Physics, vol. A663, p. 865 (2000)。