BỘ GIÁO DỤC VÀ ĐÀO TẠO
TRƯỜNG ĐẠI HỌC SƯ PHẠM TP. HỒ CHÍ MINH

Nguyễn Thị Tường Vi

CHỤP ẢNH CHUYỂN ĐỘNG
NGUYÊN TỬ TRONG PHÂN TỬ N2
BẰNG PHƯƠNG PHÁP CẮT LỚP SỬ
DỤNG LASER XUNG CỰC NGẮN-LÝ
THUYẾT VÀ MÔ PHỎNG

LUẬN VĂN THẠC SĨ VẬT LÝ

Thành phố Hồ Chí Minh – 2011


BỘ GIÁO DỤC VÀ ĐÀO TẠO
TRƯỜNG ĐẠI HỌC SƯ PHẠM TP. HỒ CHÍ MINH

Nguyễn Thị Tường Vi

CHỤP ẢNH CHUYỂN ĐỘNG NGUYÊN
TỬ TRONG PHÂN TỬ N2 BẰNG
PHƯƠNG PHÁP CẮT LỚP SỬ DỤNG
LASER XUNG CỰC NGẮN-LÝ THUYẾT
VÀ MÔ PHỎNG
Chuyên ngành: Vật lý nguyên tử, hạt nhân và năng lượng cao
Mã số: 60 44 05

LUẬN VĂN THẠC SĨ VẬT LÝ


Mở đầu........................................................................................................................ 1
CHƯƠNG 1: PHÁT XẠ SÓNG HÀI BẬC CAO ..................................................... 5
1.1. Laser ................................................................................................................ 5
1.2. Tương tác giữa trường laser với nguyên tử, phân tử ....................................... 8
1.3. Mô hình Lewenstein ...................................................................................... 13
1.4. Chương trình LEWMOL tính phát xạ sóng hài bậc cao ............................... 17
CHƯƠNG 2: PHƯƠNG PHÁP CẮT LỚP CHỤP ẢNH NGUYÊN TỬ, PHÂN TỬ22
2.1. Cơ sở lý thuyết của phép chụp cắt lớp .......................................................... 22
2.2. Chụp ảnh phân tử bằng laser xung cực ngắn ................................................ 27
2.3. Độ dài bước sóng laser và chất lượng chụp ảnh phân tử .............................. 33
CHƯƠNG 3: MÔ HÌNH THÍ NGHIỆM VÀ MÔ PHỎNG DỮ LIỆU SÓNG HÀI BẬC
CAO.......................................................................................................................... 38
3.1. Mô hình thí nghiệm ....................................................................................... 38
3.2. Gaussian và các chương trình mô phỏng ...................................................... 39
▼ Giới thiệu về Gaussian .................................................................................... 39
3.2.1. Các chức năng tính toán (job type) ........................................................ 40
3.2.2. Phương pháp sử dụng để tính toán (method) ......................................... 43
3.2.3. Hệ hàm cơ sở (basis set) ......................................................................... 45
▼ Các chương trình mô phỏng về HHG ............................................................. 49
3.3. Dữ liệu sóng hài ............................................................................................ 49
3.3.1. Dữ liệu sóng hài đối với laser 800 nm ................................................... 50
3.3.2. Dữ liệu sóng hài đối với laser 1300 nm ................................................. 50
CHƯƠNG 4: CHỤP ẢNH DAO ĐỘNG CỦA NGUYÊN TỬ TRONG PHÂN TỬ NI-TƠ53
▼ Các bước tiến hành .......................................................................................... 53
▼ Phương pháp cụ thể của từng bước ................................................................. 53
4.1. Tìm các chiều dài liên kết R i khác nhau ................................................... 53
4.2. Tìm dữ liệu HHG ứng với mỗi chiều dài liên kết R i ................................ 54
4.3. Tái tạo hình ảnh hàm sóng của phân tử ứng với từng chiều dài liên kết R i 54
Kết luận .................................................................................................................... 67
Hướng phát triển....................................................................................................... 67

7) Hình 1.3.3: Biến đổi Fourier cho gia tốc lưỡng cực nguyên tử đơn
Chương 2:
8) Hình 2.1.1: Hình chiếu P θ (t 1 ) của đối tượng f(x,y)
9) Hình 2.1.2: Liên hệ biến đổi Fourier của hình chiếu với biến đổi Fourier của đối tượng
10) Hình 2.3.1: Phổ sóng hài với các góc định phương khác nhau.
11) Hình 2.3.2: d2(w) theo bậc với laser 800 nm, 1200 nm.
12) Hình 2.3.3: d2(w) theo bậc với laser 800 nm, 1300 nm.
13) Hình 2.3.4: Hàm sóng của Ni-tơ được tái tạo từ HHG đối với laser có bước sóng 800 nm
và 1200 nm.
14) Hình 2.3.5: Hàm sóng của Ni-tơ được tái tạo từ HHG đối với laser có bước sóng 1300
nm
15) Hình 2.3.6: Hàm sóng Ψ (x,y=0)
Chương 3:
16) Hình 3.1: Mô hình thí nghiệm
17) Hình 3.2: Góc định phương
18) Hình 3.3 và 3.4: HOMO và HOMO-1
Chương 4:
19) Hình 4.1: Hàm sóng chính xác
20) Hình 4.2: Hàm sóng mô phỏng – laser 800 nm – TTCB


21) Hình 4.3: Hàm sóng lý thuyết – laser 800 nm – TTCB
22) Hình 4.4: Hàm sóng lý thuyết – laser 1300 nm – kc0
23) Hình 4.5: Hàm sóng mô phỏng – laser 1300 nm – kc0
24) Hình 4.6: Hàm sóng lý thuyết – laser 1300 nm – kc1
25) Hình 4.7: Hàm sóng mô phỏng – laser 1300 nm – kc1
26) Hình 4.8: Hàm sóng lý thuyết – laser 1300 nm – kc2
27) Hình 4.9: Hàm sóng mô phỏng – laser 1300 nm – kc2
28) Hình 4.10: Hàm sóng lý thuyết – laser 1300 nm – kc2 – TTCB
29) Hình 4.11: Hàm sóng mô phỏng – laser 1300 nm – kc2 – TTCB

20) (2.2.1) : Biểu thức tán sắc k
21) (2.2.2) : Lưỡng cực dịch chuyển d(ω,θ)
22) (2.2.3) : Cường độ sóng hài S(N,ω,a,d)
23) (2.2.4) : Biên độ sóng phẳng a(k)
24) (2.2.5) : Giá trị tuyệt đối của lưỡng cực dịch chuyển
25) (2.2.6) : xΨ
26) (2.2.7) : yΨ
27) (2.2.8) : Ψ g (x,y) theo xΨ và yΨ


28) (2.2.9) : Ψ g (x,y)
29) (2.3.1) : Điểm dừng (là (1.3.1))
30) (2.3.2) : Thế trọng động U p
Chương 3:
31) (3.1) : Quỹ đạo phân tử Ф i
32) (3.2) : Hàm gốc Gaussian
33) (3.3) : Chuẩn hóa hàm gốc Gaussian
34) (3.4) : Hàm cơ sở thực
35) (3.5) : Thế (3.4) vào (3.1)


Mở đầu
Trong thế giới vi mô, những phản ứng hóa học và những biến đổi sinh học xảy ra
trên thước đo thời gian của thứ bậc picô giây (ps), hoặc ngắn hơn. Trong một thời gian dài
các nhà khoa học nghiên cứu tìm cách hiểu những chuyển biến trung gian xảy ra trong các
quá trình này [30], liên quan đến chuyển động tương đối của các hạt nhân cấu thành phân
tử. Trong thời gian gần đây, một hiện tượng quang học phi tuyến được quan tâm nghiên cứu
rất mạnh. Đó là phát xạ sóng hài bậc cao (High-order Harmonic Generation – viết tắt là
HHG) [22] xảy ra khi nguyên tử hoặc phân tử tương tác với laser hồng ngoại (bước sóng
800 nm) có cường độ rất mạnh lên đến cỡ ~ 1014 W / cm 2 và xung cực ngắn cỡ femto giây

+ Mô phỏng một quá trình dao động của phân tử N 2 bằng cách cấp cho hạt nhân của
nó một động năng ban đầu, minh họa dao động này qua GAUVIEW.
+ Tính HHG phát ra khi ni-tơ tương tác với xung laser cực ngắn có bước sóng 1300
nm, cường độ ~ 2.1014 W/cm2 và độ dài xung 30 fs với tất cả các góc định phương từ 00 đến
900. Khảo sát dáng điệu của phổ sóng hài bậc cao (sự phụ thuộc của cường độ vào tần số)
thu được và xem nó có đặc trưng như lý thuyết tiên đoán (miền phẳng (plateau), điểm cắt
cụt (cutoff)). Khảo sát sự phụ thuộc của cường độ sóng hài bậc cao vào góc định phương
cho một số bậc sóng hài cụ thể và tìm góc định phương có cực đại cường độ, so sánh với
các kết quả khác.
+ Tách thông tin HOMO từ các dữ liệu HHG thu được bằng phương pháp cắt lớp sử
dụng bộ code TOMOGRAPHY; sau đó so sánh với HOMO lý thuyết ban đầu để đánh giá
hiệu quả của phương pháp cắt lớp.
+ Tính HHG phát ra trong quá trình dao động của phân tử ni-tơ, sử dụng phương
pháp cắt lớp để tái tạo HOMO của phân tử trong quá trình này; sau đó minh họa HOMO này
bằng GAUVIEW để có thể nhìn thấy trực quan sự biến đổi của HOMO trong quá trình dao
động của phân tử.
Các nội dung trên được trình bày trong luận văn theo bố cục sau, bao gồm phần mở
đầu, 4 chương, phần kết luận và danh sách các tài liệu tham khảo.
Chương 1 tổng quan về phát xạ sóng hài bậc cao. Trong chương này, trước tiên trình
bày những nét cơ bản về laser và laser xung cực ngắn, sau đó trình bày tương tác giữa
trường laser với nguyên tử, phân tử và cơ chế phát xạ sóng hài bậc cao. Đặc biệt, phương
pháp gần đúng tính HHG theo mô hình Lewenstein được giới thiệu trong chương này.
Chương 2 về phương pháp cắt lớp chụp ảnh nguyên tử, phân tử. Nội dung chính của
chương bao gồm tổng quan về cơ sở lý thuyết của phương pháp chụp ảnh cắt lớp [13]. Sau
đó trình bày lại kết quả của công trình [20] về chụp ảnh HOMO của phân tử ni-tơ bằng
phương pháp cắt lớp sử dụng laser xung siêu ngắn theo cơ chế phát xạ sóng hài bậc cao. Sự


phụ thuộc của chất lượng ảnh theo độ dài bước sóng cũng được trình bày dựa theo công
trình [2], [20].

giải trí, biểu diễn, khắc thạch bản, ảnh toàn ký, trong lĩnh vực viễn thông, giao tiếp quang
học, trong công nghệ môi trường như đo vận tốc bằng hiệu ứng Doppler dùng laser, đo nồng
độ bụi, sương mù bằng laser.
Một laser là một nguồn sáng, mà một chất khí hoặc tinh thể, hoặc môi trường thích
hợp được rào giữa hai gương, gọi là buồng cộng hưởng. Nếu người ta thêm năng lượng đến
môi trường laser bằng một xung ánh sáng hoặc kích thích điện, cuối cùng môi trường sẽ
chuyển năng lượng đó thành photon, chuyển động giữa hai gương ở hai đầu cuối, ánh sáng
phản xạ bởi hai gương sẽ bao gồm ánh sáng kết hợp của cùng tần số hoặc bước sóng, người
ta cũng có thể xây dựng những laser cho một vài bước sóng.
Hình 1.1.1 dưới đây về cấu tạo chung của một thiết bị tạo laser bao gồm ba bộ phận
chính: (1) nguồn năng lượng (nguồn bơm) cung cấp năng lượng kích hoạt phôton trong môi
trường hoạt tính; (2) môi trường hoạt tính (môi trường kích thích hay môi trường laser) là
môi trường có nhiều nguyên tử ở trạng thái kích thích (có sự đảo lộn hạt dân số); (3) gương
hay hệ thống gương tạo nên hệ thống khuếch đại quang học. Bộ phận 1 và 2 tạo ra bức xạ
cưỡng bức, bộ phận 2 và 3 tạo ra buồng cộng hưởng (BCH). BCH không những là để
khuếch đại nhiều lần bức xạ cưỡng bức, mà vai trò chính của BCH còn là tạo nên các trạng
thái xác định của trường bức xạ (mode của BCH hay laser modes).


Đ
iều
kiện
để
có
hoạt
động
của
một
hệ
Hình 1.1.1. Sơ đồ minh họa cơ chế tạo laser trong đó: (1) đèn Flash là nguồn

- Năm 1966: DeMaria với cơ chế khóa mode thụ động đã giảm độ dài xung đến cỡ 100 ps.
- Năm 1976: những xung quang học ngắn hơn 1 ps (≈ 0,3 ps) được sản xuất bởi Ruddock và
Bradley.


- Năm 1983: Fork và các cộng sự với những cải tiến thiết kế buồng đã phá vỡ rào cản 100 fs
bởi khai thác một khái niệm mới: khóa-mode-va-chạm-xung (colliding pulse mode locking).
- Năm 1986: Valdmanis và Fork với môi trường hoạt tính là chất nhuộm màu hữu cơ
Rhodamin 6G (Rh6G) đã tạo ra độ dài xung là 27 fs.
- Năm 1999: Nhiều nhóm nghiên cứu như Gallmann, Morgner, hay Sutter với sự điều khiển
tán sắc qua một phạm vi phổ rộng lớn hơn 150 THz cho phép phát những xung dưới 6 fs
trực tiếp từ những bộ dao động laser. Shirakawa tạo ra xung dưới 5 fs từ những bộ khuếch
đại thông số quang học. Bằng cách nén xung ở những mức công suất cao (dưới tera watt)
Cheng tạo ra xung xuống tới 4 fs. Những xung này mang sóng với bước sóng λ 0 = 800 nm
có chu kỳ chỉ ra một chu kỳ quang học T 0 = 2,7 fs. Với những gương được thay đổi nhẹ có
thể tạo ra xung chính xác bằng 1,5 chu kỳ quang học và tiến đến tạo ra xung có 1 chu kỳ
(xung đơn).
Kỹ thuật tạo xung laser hiện nay cho những xung cực ngắn atto giây (10-18 giây). Với
những loại xung laser này, người ta có thể điều khiển phản ứng hóa học, theo dõi dao động
của phân tử khí trên thang thời gian thực. Một vài mốc thời gian:
- Năm 2006: nhóm nghiên cứu thuộc phòng thí nghiệm quốc gia Ý đã chế tạo thành công
laser có độ dài xung 130 atto giây [25].
- Năm 2008: xung laser 80 atto giây được tạo ra bởi nhóm ở Department of Electrical
Engineering and Computer Science and Research Laboratory of Electronics, Massachusetts
Institude of Technology, USA [10].
- 2010: Kỷ lục xung siêu ngắn đến tháng 5 năm 2010 là 12 fs theo báo cáo của Viện khoa
học Max-Born nghiên cứu laser xung ngắn và quang học phi tuyến [31].
Chú thích:
1. Năng lượng của photon laser ứng với bước sóng 800 nm là 1,553 eV.
2. Xung laser 800 nm có độ dài 30 fs chứa 11,25 chu kỳ quang học.

1.2.1. Quang học phi tuyến nhiễu loạn
Ở những cường độ thấp và vừa phải độ phân cực, P [As/m2] (A là Ampere, s là giây)
của toàn bộ một nguyên tử có thể được mở rộng vào một chuỗi Taylor so với điện trường :
=
P ε 0 χ (1) E + Pnl ,

(1.2.1)

Pnl = ε 0 χ (2) E 2 + ε 0 χ (3) E 3 + ε 0 χ (4) E 4 + ... ,

với ε

0

= 8,85.10-12 As/(Vm) = 8,85.10-12 F/m là hằng số điện môi chân không và χ(k)

[(m/V)k-1] là độ điện cảm bậc thứ k.
Các nghiên cứu [4] cho thấy độ phân cực nguyên tử đáp ứng tức thời những thay đổi
của trường trong thang thời gian một vài femtô giây. Mô-men lưỡng cực nguyên tử có thời


gian đáp ứng 1/Δ , với Δ=|ω ik – ω 0 | ; ω ik là tần số chuyển tiếp từ trạng thái lượng tử ban đầu
i (thường là trạng thái cơ bản) vào một vài trạng thái kích thích k, và ω 0 là tần số laser
mang. Vì tần số chuyển tiếp tiêu biểu từ trạng thái cơ bản đến trạng thái kích thích thấp
nhất, vượt quá đáng kể tần số laser trong vùng nhìn thấy và hồng ngoại gần, nên 1/Δ cỡ 1 fs.
Mô-men lưỡng cực liên quan đến chuyển động hạt nhân có một thời gian đáp ứng cỡ vài
trăm femtô giây đến vài pico giây dẫn đến một biểu thức phức tạp cho P nl . Ngoài ra, sự đáp
ứng phân cực nói chung là không đẳng hướng, với χ(k) là tensor hạng k kết nối những thành
phần của E.
Khi ta bỏ qua những chuyển dời điện tử từ trạng thái liên kết sang trạng thái tự do,

tử, chính là năng lượng liên kết của electron yếu nhất, và aB =  / 2mWb là bán kính Bohr
tổng quát cho những nguyên tử có Z > 1. Điều kiện để áp dụng lý thuyết nhiễu loạn cho
chuyển tiếp liên kết – tự do là α bf
ω 0 . Do vậy, trong phạm vi phổ này phép gần đúng nhiễu loạn có thể được sử dụng. Tính
toán cho thấy điều này chỉ đúng cho laser có cường độ lên đến cỡ 1013 W/cm2 . Ở đây chúng
ta sử dụng kết nối giữa cường độ và biên độ trường:
I [W / cm 2 ] =

1 2
Ea [V / cm] ,
2Z 0


với Z 0 = µ0ε 0 = 377 V/A, là trở kháng của chân không. Trong phạm vi cường độ trên, công
thức (1.2.1) thiết lập một phép gần đúng tốt mô tả một phạm vi rộng của hiện tượng phi
tuyến, như sự ion hóa đa photon (multi-photon ionization), sự ion hóa vượt ngưỡng (abovethreshold ionization).
1.2.2. Quang học phi tuyến chế độ trường mạnh
Đối với trường hợp γ < 1 , trường laser khử thế Coulomb mạnh đến nỗi hàm sóng của
electron có năng lượng bằng (–W b ) chui qua rào thế và tới mặt ngoài của hàng rào thế ở x 0 ,
trong một phần của chu kỳ dao động của laser. Tốc độ thoát phụ thuộc vào sự thay đổi của
trường laser có thể xem như là tốc độ ion hóa chuẩn tĩnh. Tiến trình này được gọi là tiến
trình ion hóa xuyên hầm.

Hình 1.2.1: Ion hóa xuyên hầm. Thế năng chuẩn tĩnh
của electron HOMO, là tổng của thế Coulomb và
trường điện của laser mạnh. Electron có thể chui hầm
qua hàng rào, được sinh ra ở vị trí x0 với một vận tốc
trôi và đi theo chuyển động tuần hoàn có chu kỳ của
trường laser. Biên độ cực đại trong suốt lần đi đầu là

Do đó, việc tính theo chế độ trường mạnh trong cả quá trình là nhạy cảm với τ p . Hình 1.2.2
vẽ một phần của nguyên tử hydro mất đi (số nguyên tử bị ion hóa) sau khi bị ion hóa bởi
những xung laser của những khoảng thời gian khác nhau như là một hàm của biên độ điện
trường ở đỉnh xung E 0 . Nghịch đảo thông số Keldysh (γ-1) tương ứng đến cường độ trường
này cũng được vẽ. Những kết quả được hiển thị trong hình này cho thấy rằng trong phạm vi
phổ nhìn thấy/ hồng ngoại gần, sự ion hóa được hoàn thành chủ yếu trước khi chế độ trường
mạnh (γ-1 >1) được bắt đầu đối với những khoảng thời gian xung của pico giây hoặc dài
hơn. Ngay cả đối với những khoảng thời gian xung ngắn bằng 100 fs, một phần đáng kể của
những nguyên tử bị ion hóa trong vùng trung gian giữa chế độ nhiễu loạn và trường mạnh
qua những kênh đa photon. Chỉ trong chế độ 10 fs sự tiền ion hóa đa photon trở thành không
đáng kể và tiến trình ion hóa trường quang học chiếm quyền điều khiển đầy đủ. Như một
hậu quả, trong phạm vi phổ nhìn thấy/ hồng ngoại gần những tương tác trường mạnh tinh
khiết chỉ có thể được gây ra bởi những xung laser vài chu kỳ. Hình 1.2.2 cũng chỉ ra rằng
xung càng ngắn trường laser càng mạnh electron tách ra tức thời càng mạnh. Như một hậu
quả trực tiếp, với một xung laser vài chu kỳ: (i) Nguyên tử có thể được lái mạnh hơn nhiều
trước khi momen lưỡng cực của nó giảm xuống đột ngột do ion hóa, và (ii) Electron tách ra
có thể được phóng ra với một vận tốc trôi cao hơn nhiều vào plasma vây quanh. Ngoài ra về
thời gian những tiến trình này được giới hạn trong một phần nhỏ của T 0 . Do đó những xung
ánh sáng vài chu kỳ mở ra những chế độ thông số mà trước đây không thể truy cập tới trong
vật lý trường cao.


Hình 1.2.2: Tốc độ ion hóa tương đối của nguyên tử hydro
theo cường độ điện trường đỉnh đối với những xung laser có
độ dài xung lần lượt là (a) τp =10 fs, (b) τp = 100 fs và (c) τp =
1000 fs được thực hiện bởi laser 800 nm. Sự ion hóa được tính
bởi phương pháp giải bằng số phương trình Schrodinger phi
tương đối tính phụ thuộc thời gian [26].

1.3. Mô hình Lewenstein

hình bán cổ điển, minh họa trên hình 1.3.1. Bó sóng electron được xem như tự do ở thời
điểm τ b và có một tốc độ ban đầu xác định bởi ion hóa chui hầm. Sau đó nó truyền trong
trường laser mạnh và khi laser đổi chiều nó được mang trở lại hạt nhân ở thời điểm τ, sau
thời gian xấp xĩ một chu kỳ dao động. Nó tái kết hợp với trạng thái cơ bản giải phóng năng
lượng nó kiếm được trong trường laser, cộng thêm W b - bằng thế ion hóa I p , bằng cách phát
ra một photon năng lượng cao. Nhờ vào quá trình lặp lại hầu như tuần hoàn của tiến trình
này trong trường laser với nhiều chu kỳ, phổ sự phát lưỡng cực thu được là rời rạc, gồm có
những sóng hài với tần số là bội số lẻ của tần số laser ω 0 .


Hình 1.3.1: Minh họa mô hình ba bước Lewenstein cho sự phát sóng hài bậc cao: một electron tự
do được sinh ra ở thời điểm τb bởi sự ion hóa chui hầm, tiếp theo được tăng tốc trong trường laser,
quay trở lại với hạt nhân và phát ra một photon siêu cực tím (XUV: extreme ultraviolet photon)
năng lượng cao do tái kết hợp với trạng thái cơ bản ở thời điểm τ.

Trong hình 1.3.2 cho thấy cấu trúc rời rạc biến mất hoàn toàn trong vùng ngưỡng sau
điểm cắt cụt. Điều này là bởi vì đối với những xung cực ngắn vài chu kỳ laser, những sóng
hài cao nhất được phát bởi một đường đi electron đơn gần đỉnh cho nên tính chất tuần hoàn
của tiến trình phát xạ sóng hài bậc cao hoàn toàn bị khử.
Tính toán cổ điển cũng cho ta điểm cắt cụt trong phổ sóng hài bậc cao ở năng lượng
của photon sóng hài là
ω
= N cω=
Wb + 3,17 U p (τ ) ,
0

(1.3.1)


Hình 1.3.2: Phổ sóng hài phát ra do khí neon tương

1.4. Chương trình LEWMOL tính phát xạ sóng hài bậc cao
Tên tập tin chương trình là LewMol_2.2.f

được viết bằng ngôn ngữ lập trình

FORTRAN với khoảng 1400 dòng lệnh do nhóm nghiên cứu Đại học Quốc gia Kansas, Hoa
kỳ. Chương trình được viết để tính phổ HHG từ những phân tử được định phương lý tưởng
(100%). Với trường hợp định phương không lý tưởng theo một phân bố định phương bất kỳ,
chương trình được phát triển bởi nhóm nghiên cứu Trường Đại học Sư phạm TP. Hồ Chí
Minh [2].
1.4.1. Những tập tin đầu vào
* input.wf : là đầu ra của chương trình get_input_wf.f, chứa thông tin hàm sóng (wf)
của trạng thái cơ bản của điện tử, đầu vào của get_input_wf.f là các file thu được từ
Gaussian khi tính các orbital của phân tử đang xét. Tập tin input.wf có 10 cột, số dòng tùy
thuộc vào số nguyên tử trong phân tử (ví dụ đối với phân tử ni-tơ có 64 dòng), tên của 10
cột theo thứ tự từ trái qua phải như sau:
- Nnmo: Số quỹ đạo của mỗi nguyên tử (ví dụ ni-tơ có 2 nguyên tử, mỗi nguyên tử có 32
dòng, số này là giống số thứ tự: chạy từ 1  64).
- Ns1: Số thứ tự nguyên tử (ví dụ đối với ni-tơ chỉ có 2 nguyên tử: 32 dòng mang số 1, 32
dòng mang số 2).
- nx
- ny
- nz
- CoeffG(i)
- ZetaG(i)
- In1: Số lượng tử chính

Hai số này viết liền
thành một cột (ví
dụ 1S,2PX,…)