Quasiparticles in high temperature superconductors consistency of angle resolved photoemiss

a r X i v :c o n d -m a t /0303018v 1 [c o n d -m a t .s t r -e l ] 2 M a r 2003

Quasiparticles in high temperature superconductors:consistency of angle resolved

photoemission and optical conductivity

A J Millis 1,H.D.Drew 2

1Department of Physics,Columbia University 538W.120th St,N.Y.,N.Y.10027

2

Department of Physics,University of Maryland

College Park,MD 20742

The consistency of angle-resolved photoemission and optical conductivity experiments on high temperature superconductors is examined.In the limit (apparently consistent with angle-resolved photoemission data)of an electron self energy with a weak momentum dependence and a strong frequency dependence formulae are derived which directly related quantities measured in the two experiments.Application of the formuale to optimally and overdoped Bi 2Ca 2SrCu 2O 8+δshows that the total self energy inferred from photoemission measurements cannot be interpreted as a transport scattering rate (in agreement with work of Varma and Abrahams),but that the inelastic part may be so interpreted,if Landau parameter e?ects are non-negligible.

I.

INTRODUCTION

The fundamental concept underlying the modern un-derstanding of the physics of metals is the quasiparticle 1:the idea that the crucial low energy eigenstates of in-teracting electron systems are are su?ciently similar to conventional electrons that they may be used in stan-dard ways to calculate transport and other quantities.The utility of the quasiparticle concept in the case of the high temperature copper oxide superconductors remains the subject of controversy 2.Some authors argue that an intrinsically non-fermi-liquid picture involving unconven-tional excitations or a nontrivial critical point is needed.Others assert that a more or less conventional picture of electrons scattered by some (perhaps somewhat uncon-ventional)scattering mechanism su?ces.Intermediate views exist also .

Recent improvements in angle-resolved photoemission experiments (for reviews see 3,4)have provided new in-sight into this issue.Detailed measurements of the mo-mentum,temperature and energy dependence of the elec-tron spectral function 5,6,7,8,9have demonstrated the ex-istence,near the fermi surface of optimally doped mate-rials,of reasonably well de?ned peaks.It seems natural to interpret the peak position in terms of a quasiparticle dispersion and the peak width in terms of a quasipar-ticle scattering rate.The question of the relation be-tween the scattering rate and dispersion deduced from angle resolved photoemission experiments and those de-duced from the frequency and temperature dependence of the electrical conductivity immediately arises.A similar question concerns the relation between the optical and photoemission data and the predictions of speci?c mod-els,for example various versions of the ’spin fermion’model of carriers interacting with spins 10,11,12or the ’marginal fermi liquid’model of Varma and co-workers 13.In the existing literature,it is generally assumed that knowledge of the (low frequency)self energy measured e.g.via photoemission or calculated via a model deter-mines the frequency dependent conductivity.

In this paper we examine the issue in more detail.We show how to compare,with minimal assumptions,the photoemission and optical data.We show that the scat-tering rates and mass enhancements deduced from pho-toemission do not by themselves describe the high-T c optical data 14in optimally doped cuprates:?rst,some portions of the self energy inferred from data must be dis-carded (as noted earlier by Varma and Abrahams 15)and even after this is done an extra modi?cation (in fermi liq-uid language a Landau parameter)must be introduced.Implications of these results for our physical understand-ing of the cuprates and for attempts at modelling cuprate properties are outlined.

The rest of this paper is organized as follows.Section II summarizes the formalism needed to dscuss the pho-toemission data ,section III presents the theory for the conductivity and section IV relates the theory to avail-able data.Section V is a conclusion.

II.

PHOTOEMISSION:THEORY

The propagation of an electron in a solid is described by the electron Green function

G (r,t )=

(1)

where ψis the electron annihilation operator.Photoe-mission measurements 3,4allow the determination of the imaginary part of the Fourier transform of G ,i.e.the spectral function

A (p,ω)=ImG (p,ω)

(2)

These measurements are typically interpreted in terms of di?erences between the actual G and that corresponding to a reference system in which the electron propagates without scattering according to some reference dispersion εp .One de?nes the self energy Σvia

Σ(p,ω)=ω?εp ?G ?1(p,ω)

(3)

2

The self energy has both real (Σ′

)and imaginary (Σ′′

)parts.The real part depends on the choice of reference energy εp ,and the condition εp +Σ(p,ω=0)=0de-?nes the fermi surface.A common choice for reference dispersion is the dispersion εp,band predicted by the local density approximation to the Kohn-Sham band theory equations;when band theory results are needed we use the tight binding parametrization of the LDA band struc-ture determined by Andersen et.al.16and presented in more detail in the Appendix.

The high T c superconductors have a fundamentally two dimensional dispersion and a topologically simple fermi surface,so it is convenient to parametrize momentum by the reference energy εp and an angular coordinate θdescribing position on a surface of constant reference en-ergy.The observed photoemission spectra involve mainly energies ω 0.2eV in which range the calculated band dispersion is (especially in high symmetry directions)lin-ear in momentum (for the direction perpendicular to the fermi surface).For these energies the observed spectral functions display a reasonably well de?ned,reasonably symmetrical peak of approximately Lorentzian form,if A is measured as a function of p at constant ω,θ,(’MDC’)but a rather broad,asymmetric structure if A is mea-sured as a function of ωat constant θ,εp (EDC).The sharpness of the observed MDC curves implies that in the ω<0.2eV region where angle resolved photoemission data are available,the imaginary part of the self energy is small compared to the range over which εp varies.This will be important in the theory of the optical conductiv-ity to be discussed below.Further,the data suggest that in the range ω<ωc 0.2eV ,Σ′′depends reasonably strongly on ωand θand reasonably weakly on εp .How-ever,as we shall see it is likely that at higher energies,beyond the measurement range,Σdepends more strongly on εp .

It is convenient to introduce a frequency ωc separating high and low energy scales and to write

Σ(p,ω)=Σlow (ω,θ)+Σhigh (ω,p )

(4)

with Im Σlow (ω)=Im Σ(ω)for |ω|<ωc ,Im Σlow =

Im Σ(ωc )for |ω|>ωc and Re Σlow the Kramers-Kronig transform of Im Σlow .For energies well below ωc and mo-menta not too far from p F we linearize Σhigh (ω,p )in ωand p ?p F .(This procedure is unfortunately clumsy–it leads at intermediate stages in calculations to non-analytic behavior at ω=ωc ,which of course cancels from physical quantities but we shall not need to con-sider ω=ωc in this paper).

In the low energy region one may therefore write

G (p,ω)=

1

Z (θ)

?v θ(p ?p F )?Σlow (ω,θ))

(5)

with

Z (θ)=

1?

?Σhigh (ω,θ)

?p

|p F (7)

a (possibly angle-dependent)velocity which may di?er from the band velocity if Σhigh has signi?cant momentum dependence.

Eq 5implies that if measured as a function of p,A has a peak centered at a momentum p ωset by

εp ω+Σhigh (ω<<ωc ,p ω)=

ω?Σ′

low

v θZ (θ)

(9)

.If Σ′′is not too large then one may linearize εp near p ω,and if ωis not too large then p is close to p F so that we may linearize everything about the fermi surface,obtaining (εp +Σhigh (ω<<ωc ,p ))=

ω?Σ′

low

v θ

(10)

Similarly,the slope v ?

ω=?ω/?p ωof the dispersion curve ω=εp ωat p =p ωis given by

v ?θ=

v θ

i ?n

(12)

where χGI jj is the gauge invariant current-current correla-tion function,which may be expressed in the usual way in terms of electron Green functions and a vertex opera-tor,T .The photoemission data discussed above indicate that at least in the ω<0.2eV energy range,the self energy has negligible dependence on the magnitude of the momentum and is small compared to the range over

3

whichεp varies.In this case,the usual arguments of fermi liquid theory17may be applied and in particular by integrating over the magnitude of the energy?rst one ?nds(ωn+=ωn+?n)

χGI jj(i?n,T)=πT ωn p F(θ)dθ

i?n?Σ(θ,iωn+)+Σ(θ,iωn)

(13)

Here we note that the momentum-independence of the self-energy(in the energy range of interest)implies that the’bare’current operator is the’bare’velocity vθde?ned above in Eq7(’bare’in quotes because vθdoes depend onΣhigh and the choice of reference dispersion).T is the vertex operator,de?ned by

T?x(θ,ω)=v x(θ)+T ω′ dθ′

i?n?Σ(θ,iω′+)+Σ(θ,iω′)

with I the generalization to nonzero frequencies of the usual Landau interaction function(into which we have absorbed the factors of v and p F).

The vertex function has two purposes:it converts the ’single-particle’scattering rate and mass enhancements described byΣto a transport rate and mass enhance-ment described by a new functionΣtr by suppressing the contribution from’forward scattering’and it expresses the’back?ow’arising because in an interacting system motion of one electron a?ects the motion of others,so the current is not given accurately by the single particle velocity.Note that if?Σ/?p≡0at all frequencies and momenta then the current operator is given by the deriva-tive of the reference dispersionεp and the back?ow part,Λ,of the vertex correction vanishes identically.However, aΛwhich is nonnegligible in the frequency range of in-terest may arise from a?Σ/?p which is non-negligible only at frequencies beyond the frequency range of inter-est.For an explicit example see Ref18.

It is perhaps instructive to restate this conclusion in the language of the quantum Boltzmann equation.There are two nontrivial terms in this equation:one gives the interaction induced’feedback’of the excitation of one particle-hole pair on the behavior of others(i.e.accounts for back?ow);the other is the collision term represent-ing scattering of a quasiparticle from one state to an-other.The collision term involves a probability W(p,p′) for scattering an electron from state p to state p′and the resulting conductivity depends on the structure of W(p,p′):for example,if the scattering is mostly forward (W(p,p′)appreciable only for p near p′)then the scat-tering will have little e?ect on the conducitivity.The self energy is proportional to (dp′)W(p,p′)ζ(p′)withζa factor relating to the probability that state p′is avail-able as a?nal state,that any other excitation needed in the scattering process can be created,etc.Measure-ment of the self energy by itself thus does not contain enough information to reconstruct W(p,p′);and in dia-grammatic language this information is contained in the vertex function.

Eq14a cannot be analysed without further assump-tions.We shall assume that the self energy has two con-tributions:one coming from low energies and essentially observable by present-day angle-resolved photoemission experiments(this is the’quasiparticle part’of the elec-tron Green function)and one coming from high energies, not directly observable in present-day angle-resolved pho-toemission experiments but contributing indirectly to low energy physics via the Landau parameter and the velocity renormalization.We shall further assume,following15, that the low energy contribution toΣconsists of two parts:an inelastic part with a negligible momentum de-pendence but a sign?cant frequency dependence and one arising from a quasistatic scattering highly peaked in the forward direction.Thus

Σ(θ,ω)=isgn(ω)Γforward(θ)+Σinel(ω)+Σhigh(p,ω)

(15) We shall now write an expression for the low fre-quency conductivity which separates the e?ects of the ’quasiparticle’and high energy contributions.Eq15im-plies that the Landau interaction function consists of two parts:one from the forward scattering contribution,of the form2πI forward(θ;?)φ(θ?θ′)(independent ofω,ω′because the scattering is taken to be quasistatic,and with peakedness in the forward direction speci?ed byφ)and one,coming from high energies,which is independent of ?,ω,ω′in the frequency range of interest.We de?ne

B(θ,i?)=T ωiπ(sgn(iω)?sgn(iω+i?))

2π

I high(θ,θ′)B′(θ′,?)T′x(θ′,?)

(19) while the conductivity per CuO2plane becomes

σ(i?n,T)=

1

2πv F(θ)

v x(θ)B′(θ,?)T′x(θ,?)(20)

We think of the function B′as the function B with the forward scattering contributions removed.

We now consider the low frequency expansion ofχjj. We expect

B′(θ,?)=

i?

Γ(θ,T)2

(21)

4 For example,if the self energy is momentum-independent

then(hereΣ±=Σ(θ,ε±?/2)

B′m?i(θ,?)= dε

?? Σ′+?Σ′? ?i Σ′′++Σ′′? (22)

so that

Γ?1m?i= dε2Σ′′(ε)(23)

Λm?i=Γ2m?i dε(2Σ′′(ε))2(24)

Eq21implies

T′(θ;?)=v x(θ)+i? p F(θ′)dθ′Γtr(θ′)(25)

Combining Eqs21,and25yields a low frequency ex-

pansion for the conductivity of the form

σ(?)=σqp(?)+σLP(?)(26)

with

σqp(?)=2e2

(2π)2v F(θ)

v2x(θ)Γ(θ,T)2

(27)

σLP(?)=2e2

(2π)2v F(θ)

v x(θ)(28)

p F(θ′)dθ′Γ(θ′)

whereσqp is the contribution obtained from the quasipar-ticle scattering and dispersion andσLP arises from the Landau or back?ow renormalization.Observe that the Landau renormalization a?ects the?rst frequency cor-rection to the conductivity,but not the dc value.

It is very convenient to write this expression in terms of an inverse’transport’mean free path W and a transport velocity de?ned analogously to Eq10:

W tr(θ)=Γ(θ)/v F(θ)(29)

v?tr(θ)=v(θ)/Λ(θ)(30) Then one has

σqp(?,T)=2e2

(2π)2

v x(θ)

W tr(θ)+

i?

(2π)2

p F(θ′)dθ′

v F(θ)

I high(θ,θ′)v x(θ′)

W tr(θ)W tr(θ′)(32)

In particular,the dc limit of the conductivity is

σdc(T)=

2e2

(2π)2

v x(θ)W

tr

(θ)

(33)

and is given entirely in terms of fermi surface geometry

and the transport mean free path.

In the absence of Landau renormalization,the imagi-

nary partσ′′→σ′′qp given by

lim

?→0

σ′′qp(?)=

2e2

(2π)2

v x(θ)v?(θ)W

tr

(θ)2

(34)

In experimental analyses of optical conductivity it is

conventional(see,e.g.19)to de?ne an optical mass and

scattering rate via

Γopt(?)=KReσ(?)?1(35)

m?

?

(36)

where K is a constant related to the optical spectral

weight in the frequency range of interest.The values

ofΓand m?/m depend on the value used for K,leading

to ambiguity in the values ofΓopt and m?/m opt similar

to the ambiguity in the single-particle self energy arising

from uncertainty as to the correct choice of reference ve-

locity.One quantity which is independent of the choice

of K is the ratio

lim

?→0

Γ?opt=

i?Reσ

5 We have selected this material because extensive photoe-

mission and optical data are available.In other high-T c

materials insu?cient information exists to perform the

analysis at present.

Experiments show that in optimally doped BSCCO the

fermi surface is to reasonable approximation a circle of

radius p F=0.71?A?1centered at the(π,π)point.The

quasiparticle velocity v?=1.8eV-?A with negligible varia-

tion around the fermi surface(in the normal state),and

the’MDC full width’2W(θ,T,ε)is reasonably well rep-

resented by5,6

2W(θ,T,ε)=Γ0max(ε,πT)+Γ1(1+cos(4θ))+Γ2(38)

withΓ0=8×10?5 ?A?1K?1 ,Γ1=0.05?A?1Γ2=

0.01?A?1andθ=0at the antinodal point(0,π).Com-

prehensive data from other groups are not available as of

this writing but we note that the zone-diagonalω=0

MDC widths reported in Ref7are very close to the zone

diagonal numbers obtained from the formula above.

Let us?rst make the assumption that vertex correc-

tions are negligible.Then from Eqs33and34we obtain

(c is the mean interplane distance)

σdc=e2

2π dε?f

?=

e2

2π

1

?ε

I2(ε,T)(40)

The two integrals are

I1= dθW(θ,T,ε)=1

(Γ0max(ε,πT)+Γ2)2+2(Γ0max(ε,πT)+Γ2)Γ1

(41) I2= dθW(θ,T,ε)2=

(Γ0max(ε,πT)+Γ2)+Γ1

100K300K

162300

ρ:Case B120

75240

TABLE I:ρ[μ?cm]calculated for optimally doped Bi2Ca2SrCu2O8+δat temperatures indicated,using photoe-mission data6assuming(A)directly measured MDC width (B)Only T andω-linear parts,and compared to data14.

200K

Γ?:Case A160

46140

Γ?:Case B’110

Γ?:data-

6

120K

ρ?A85

5888

TABLE III:ρ[μ?cm]calculated for overdoped Bi2Ca2SrCu2O8+δat temperatures indicated,using di-rectly measured MDC width9and compared to resistivity data from the same paper.

120K

Γ??A72

1935

TABLE IV:E?ective scattering rateΓ?[meV]calculated for overdoped Bi2Sr2CaCu2O8+δfrom measured MDC widths9 and compared to data20

conductivity.

For other doping levels the comparison is more di?cult to undertake at this stage,because the photoemission data are less extensive.A recent paper9presents evidence that in an overdoped sample of Bi2Sr2CaCu2O8+δ, W(θ,ω=0)is only weakly dependent on angle,but varies more rapidly than linearly with temperature,being about W=0.02?A?1at70K rising to0.04?A?1at120K and.057?A?1at160K.The fermi surface radius(mea-sured from the(π,π)point)is slightly larger(0.78?A?1 vs0.72?A?1in the optimally doped material studied in6. The frequency dependence of W is still found to be linear (at least at very low T).Converting from the units of9to the conventions of this paper yields,in convenient units

W OD(ω,T→0) ?A?1 =1.2×10?5ω[K](43)

The crossover betweenω-dominated and T?dominated regimes is not discussed,however as can be seen from Eq43,for a frequency corresponding to600K the frequency dependent contribution is only ?W OD=7.2×10?3?A?1negligible compared to the dc scattering rate.Therefore we may to reasonable accu-racy simply neglect theω-dependence of the scattering rate,and use a Drude model.Our results are given in Tables III and IV.

Here,as noted by the authors of Ref9the photoemis-sion and resistivity data appear to have an inconsistent temperature dependence.Also,the optical scattering rate is again underpredicted,suggesting the importance of a Landau parameter.

For underdoped materials su?cient photoemission data does not yet exist to make the comparison feasi-ble.Determining the behavior of the Landau parameter with doping would be very important.

V.CONCLUSION

We have presented a precise and reasonably model-independent method for comparing the photoemission and optical scattering rates and mass enhancements,and have applied the method to optimally doped and over-doped Bi2Ca2SrCu2O8+δ.Our method provides re-lations between directly measured quantities and there-fore provides an unambiguous test of whether the’MDC width’measured in angular resolved photoemission ex-periments corresponds to a transport mean free path.In agreement with previous authors,we?nd that it does not.The discrepancy is particularly severe in the case of optimally doped Bi2Ca2SrCu2O8+δwhere use of the full MDC width grossly overpredicts the resistivity.We conclude,in agreement with previous authors15that the broadening of the photomission spectra in the vicinity of the(0,π)point of the fermi surface should not be re-garded as a contribution to the transport part of the self energy.The authors of Ref15argued that the large broad-ening in this part of the zone arises from elastic scattering by out of plane impurities.In our view the ubiquity of the zone-corner broadening in cuprate materials argues instead in favor of an intrinsic,probably many-body ori-gin to the phenomenon;understanding why it does not remains a very challenging theoretical problem.How-ever,assuming that this broadening enters transport in the usual way is inconsistent with data.In our view the apparent irrelevance of the large zone-corner self-energy to the low frequency transport casts doubt on the at-tempts to describe transport and optical propeties with a’spin-fermion’model11,12,because in these models it is precisely the zone-corner scattering rate which is taken to be crucial for the conductivity.HOwever,it is possi-ble to?nd parameter regimes in spin-fermion models for which the scattering is not so strongly angle-dependent and reasonable(modulo Landau-parameter e?ects)?ts to the conductivity may be achieved12.

Our main new?nding is that even if one is selective in the part of the photoemission data one interprets as giving rise to a transport rate(for example by selecting only the’inelastic’part,agreement between calculation and experiment cannot be obtained unless a’Landau pa-rameter’(corresponding to an interaction-induced vertex correction to the conductivity)is introduced.The im-portance of this vertex correction casts doubt on most of the existing calculations of the frequency and tem-perature dependent conductivity,which neglect vertex corrections.This conclusion may be stated in a di?er-ent way.If(as,for example,was very elegantly done in Ref14)a model self energy is constructed which re-produces(without vertex corrections)the conductivity spectrum,this self energy will necessarily fail to?t the photoemission spectrum.Determining the doping de-pendence of the vertex correction factor is an important topic for future research.We suspect that this must be large,because the low frequency optical spectral weight (which is closely related to theΓ?discussed above,dis-

7

plays a strong doping dependence whereas the observed low energy photoemission velocity does not.We also note that information on the temperature and frequency de-pendence of the photoemission-determined quaisparticle velocity would considerably help in making this compar-ison precise.

Acknowledgements:H.D.D.was supported in part by NSF-DMR-0070959. A.J.M was supported in part by NSF DMR00081075,in part by the Institute for Theo-retical Physics in part by the Department of Energy at Brookhaven National Laboratory and in part by the ES-PCI(France),and thanks the ESPCI for hospitality.We thank Eilhu Abrahams,Nicole Bontemps,J.C.Cam-puzano,L.B.Io?e and Andres Santander for helpful discussions and Nicole Bontemps and A.Santanders for provision of unpublished data.

Appendix:Band Theory

The natural choice for the reference dispersion is that given by band theory.There is general agreement that the dispersion in a single CuO2plane of a high T c super-conductor is given to a good approximation by

εLDA(p)=?2t(cos(p x a)+cos(p y a))

+4t′cos(p x a)cos(p y a)(44)

?2t′′(cos(2p x a)+cos(2p y a))The best choice of the parameters is a subtle issue16. Especially,the behavior in the vicinity of the zone cor-ners(0,π),(π,0)depends sensitively on details,but the zone-diagonal velocity is reasonably robust,varying be-tween about3.8?4.1eV?A depending on calcula-tion and precise doping.We adopt here t=0.38eV, t′=0.32t and t′′=0.5t16implying a zone-diagonal ve-locity?εLDA,p/?p=3.9?4.1eV?A with the variation arising mainly from nonlinearities in the dispersion.The fermi line parameter p F S≈0.7A?1.It is also sometime convenient to de?ne the kinetic energy K via

K=2 d2p

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七彩时钟使用说明书 本产品融合了万年历之时间、日期、星期、温度的显示，特别适合居家办公使用。 一、功能简介 ★正常时间功能：显示时间、日期（从2000年至2099年）、星期、温度，并可实现12/24小时制的转换。 ★闹钟和贪睡功能：每日闹铃，闹铃音乐有8首可选，同时可开启贪睡功能。 ★环境温度显示功能：温度测量00C-500C或320F-1220F并可进行摄氏／华氏温度转换。★七彩灯功能：可发出七种颜色的光，循环变色。 二、功能操作 ⑴.时间日期设置 ★上电后显示正常状态．按SET键进入时间、日期的设置，并以下列顺序分别设置小时分钟、年、月、日、星期等，通过UP/DOWN键配合来完成设置。 时→分→年→月→日→正常显示 ★设置范围：时为1-12或0-23,分为0-59,年为2000-2099.月为1-12.日为1-31；在日期设置的同时，星期由MON 3=. SUN相应的自动改变。 ★在设置状态，也可按AL键或无按键1分钟退出设置，并显示当前所设置的时间。 ★在正常状态，按UP键进行12和24小时转换。 ⑵、闹钟和贪睡设置 ★在正常状态，按AL键一次进入闹钟模式。 ★在闹钟状态，按SET键进入闹铃设定状态，以下列顺序分别设置小时、分钟、贪睡、音乐，通过UP/DOWN键配合来完成其设置。 时→分→贪睡→音乐→退出 ★在设置状态，如果无按键1分钟或按MODE键退出设置，并显示当前所设置的时间。 ★在闹钟状态，通过UP键开启闹铃的标志，按第二次UP键开启贪睡功能。 闹铃→Zz贪睡→OFF ★当闹钟到达设定时间，响闹1分钟；当贪睡时间到达响闹，按SET键取消响闹或按任意键停止响闹。 ★贪睡的间隔延续时间范围设定：1-60分钟。 ★当闹铃及贪睡的标志未开启时，即闹铃和贪睡同时关闭，只有在闹铃标志开启时，重按UP,贪睡功能才有效。 ⑶、温度转换 在正常状态，按DOWN键可以进行摄氏l华氏温度间的相互转换。 ⑷、按TAP可开启夜灯，5秒钟自动熄灭。 ⑸、把开关置ON或DEMO位置开启七彩灯。 ⑹、可使用外接直流电源：4.5V 100MA的变压器。 三、注意事项： 1、避免猛烈冲击、跌落。 2、勿置阳光直射、高温、潮湿的地方。 3、避免使用带有腐蚀性化学成份的液体和硬布来抹擦本产品表面。 4、当屏幕显示混乱时，拔出钮扣电池，重新装上恢复原始状态，使显示恢复正常。 5、切勿新旧电池混在一起使用，在屏幕显示不清楚时请及时更换新电池。 6、如长时间不使用时钟时，请将电池取出，以免电池漏液损坏本机。 7、请勿随意拆开产品调整内部元件参数。

电子闹钟说明书

本电子闹钟的设计是以单片机技术为核心，采用了小规模集成度的单片机制作的功能相对完善的电子闹钟。硬件设计应用了成熟的数字钟电路的基本设计方法，并详细介绍了系统的工作原理。硬件电路中除了使用AT89C51外，另外还有晶振、电阻、电容、发光二极管、开关、喇叭等元件。在硬件电路的基础上，软件设计按照系统设计功能的要求，运用所学的汇编语言，实现的功能包括‘时时-分分-秒秒’显示，设定和修改定时时间的小时和分钟、校正时钟时间的小时、分钟和秒、定时时间到能发出一分钟的报警声。 一芯片介绍 AT89C51是一种带4K字节FLASH存储器的低电压、高性能CMOS 8位微处理器，俗称单片机。AT89C51是一种带2K字节闪存可编程可擦除只读存储器的单片机。单片机的可擦除只读存储器可以反复擦除1000次。该器件采用ATMEL高密度非易失存储器制造技术制造，与工业标准的MCS-51指令集和输出管脚相兼容。由于将多功能8位CPU和闪烁存储器组合在单个芯片中，ATMEL的AT89C51是一种高效微控制器，AT89C51是它的一种精简版本。AT89C51单片机为很多嵌入式控制系统提供了一种灵活性高且价廉的方案，外形及引脚排列如图1-1所示。 图1-1 AT89C51引脚图 74LS573 的八个锁存器都是透明的D 型锁存器，当使能（G）为高时，

Q 输出将随数据（D）输入而变。当使能为低时，输出将锁存在已建立的数据电平上。输出控制不影响锁存器的内部工作，即老数据可以保持，甚至当输出被关闭时，新的数据也可以置入。这种电路可以驱动大电容或低阻抗负载，可以直接与系统总线接口并驱动总线，而不需要外接口。特别适用于缓冲寄存器，I/O 通道，双向总线驱动器和工作寄存器。外形及引脚排列如图1-2所示。 图1-2 74LS573引脚图

小型数字系统-定时闹钟说明书

XX 学院 课程设计说明书（20XX / 20XX学年第一学期） 课程名称：嵌入式系统设计 题目：定时时钟 专业班级：XXXXXXXXXXXX 学生姓名：XXX 学号：XXXXXXXX 指导教师：XXXXXX 设计周数：2周 设计成绩： 二OXX年X 月XX 日

定时时钟设计说明书 1.选题意义及背景介绍 电子钟在生活中应用非常广泛，而一种简单方便的数字电子钟则更能受到人们的欢迎。所以设计一个简易数字电子钟很有必要。本电子钟采用AT89C52单片机为核心，使用12MHz 晶振与单片机AT89C52 相连接,通过软件编程的方法实现以24小时为一个周期，同时8位7段LED数码管显示时间的小时、分钟和秒,并在计时过程中具有整点报时、定时闹钟功能。时钟设有起始状态，时钟显示，设置时钟时，设置时钟分，设置闹钟时和设置闹钟分共六个状态。电子钟设有四个操作按钮：KEY1(MODE)、KEY2(PLUS)、KEY3(MINUS)、KEY4(RESET)，对电子钟进行模式切换和设置等操作。 2.1.1方案设计 2.1.2系统流程框图 AT89C52 按钮 数码管显示 开启电源 初始显示d.1004-22 循环检测按键状态 闹铃 KEY1是否按下模式切换KEY2是否按下 数字加 KEY3是否按下 数字减

2.1.3电路设计 （整体电路图）

（已封装的SUB1 内部图） 2.1.4主要代码 1）通过循环实现程序的延时 void delay(uint z) { uint x, y; for (x = 0; x=second1 && second

C++电子闹钟设计说明书

电子闹钟设计说明书 一、实现的功能 一个简单的电子闹钟设计程序，和一般的闹钟的功能差不多。首先此程序能够同步电脑上的显示时间，保证时间的准确性；24小时制，可以根据自己喜欢的铃声设置闹钟提示音，还能自己设置提示语句，如“时间到了该起床了”，“大懒虫，天亮了，该起床了”等等，所以这是一个集实用和趣味于一体的小程序。 二、设计步骤 1、打开Microsoft Visual C++ 6.0,在文件中点击新建，在弹出框内选择MFC AppWizard[exe]工程，输入工程名张卢锐的闹钟及其所在位置，点击确定，如图所示。 2、将弹出MFC AppWizard-step 1对话框，选择基本对话框，点击完成，如图所示。

然后一直点下一步，最后点完成，就建立了一个基于对话窗口的程序框架，如图所示。 3、下面是计算器的界面设计 在控件的“编辑框”按钮上单击鼠标左键，在对话框编辑窗口上合适的位置按下鼠标左键并拖动鼠标画出一个大小合适的编辑框。在编辑框上单击鼠标右键，在弹出的快捷莱单中选择属性选项，此时弹出Edit属性对话框，以显示小时的窗口为例，如图所示，在该对话框中输入ID属性。

在控件的“Button”按钮上单击鼠标左键，在对话框上的合适的位置上按下鼠标左键并拖动鼠标画出一个大小合适的下压式按钮。在按钮上单击鼠标右键，在弹出的快捷菜单中选择属性选项，此时也弹出Push Button属性对话框，以数字按钮打开为例，如图所示，在该对话框中输入控件的ID值和标题属性。 按照上面的操作过程编辑其他按钮对象的属性。 表1 各按钮和编辑框等对象的属性 对象ID 标题或说明 编辑框IDC_HOUR 输入定时的整点时间 编辑框IDC_MINUTE 输入定时的分钟数 编辑框IDC_FILE 链接提示应所在地址 编辑框IDC_WARING 自己编辑显示文本 按钮IDC_OPEN 打开 按钮IDC_IDOK 闹钟开始 按钮IDC_CHANGE 重新输入 静态文本IDC_STATIC 界面上的静态文本，如时，分，备注完成后界面如图所示。

C电子闹钟设计说明书

C电子闹钟设计说 明书

电子闹钟设计说明书 一、实现的功能 一个简单的电子闹钟设计程序，和一般的闹钟的功能差不多。首先此程序能够同步电脑上的显示时间，保证时间的准确性；24小时制，能够根据自己喜欢的铃声设置闹钟提示音，还能自己设置提示语句，如“时间到了该起床了”，“大懒虫，天亮了，该起床了”等等，因此这是一个集实用和趣味于一体的小程序。 二、设计步骤 1、打开Microsoft Visual C++ 6.0,在文件中点击新建，在弹出框内选择MFC AppWizard[exe]工程，输入工程名张卢锐的闹钟及其所在位置，点击确定，如图所示。 2、将弹出MFC AppWizard-step 1对话框，选择基本对话框，点

击完成，如图所示。 然后一直点下一步，最后点完成，就建立了一个基于对话窗口的程序框架，如图所示。 3、下面是计算器的界面设计 在控件的“编辑框”按钮上单击鼠标左键，在对话框编辑窗口上合适的位置按下鼠标左键并拖动鼠标画出一个大小合适的编辑框。在编辑框上单击鼠标右键，在弹出的快捷莱单中选择属性选

项，此时弹出Edit属性对话框，以显示小时的窗口为例，如图所示，在该对话框中输入ID属性。 在控件的“Button”按钮上单击鼠标左键，在对话框上的合适的位置上按下鼠标左键并拖动鼠标画出一个大小合适的下压式按钮。在按钮上单击鼠标右键，在弹出的快捷菜单中选择属性选项，此时也弹出Push Button属性对话框，以数字按钮打开为例，如图所示，在该对话框中输入控件的ID值和标题属性。 按照上面的操作过程编辑其它按钮对象的属性。 表1 各按钮和编辑框等对象的属性

闹钟功能说明文档

一、功能描述 本工程包括矩阵键盘和数码管显示模块，共同实现一个带有闹钟功能、可以设置时间的数字时钟。具体功能如下： 1.数码管可以显示时十位、时个位、分十位、分个位、秒十位、秒个位。 2.上电后，数码管显示000000，并开始每秒计时。 3.按下按键0进入时间设置状态。再按下按键0退出时间设置状态，继续 计时。 4.在时间设置状态，通过按键1来选择设置的时间位，在0~5之间循环选 择。 5.在时间设置状态，通过按键2来对当前选择的时间位进行加1。 6.在计时状态下，按下按键14，进入闹钟时间点设置状态。再按下按健 15，退出闹钟设置状态。 7.在闹钟设置状态，按下按键13选择设置的时间位，此时可以按下所需要 的按键序号设置对应闹钟时间。 8.当前时间与所设置的时间点匹配上了，蜂鸣器响应5秒。 二、平台效果图

三、实现过程 首先根据所需要的功能，列出工程顶层的输入输出信号列表。

我们把工程分成四个模块，分别是数码管显示模块，矩阵键盘扫描模块，时钟计数模块，闹钟设定模块。 1.数码管显示模块 本模块实现了将时钟数据或者闹钟数据显示到七段译码器上的功能。 七段译码器引脚图： 根据七段译码器的型号共阴极或者共阳极，给予信号0或1点亮对应的led灯，一个八段数码管称为一位，多个数码管并列在一起可构成多位数码管，它们的段选（a,b,c,d,e,f,g,dp）连在一起，而各自的公共端称为位选线。显示时，都从段选线送入字符编码，而选中哪个位选线，那个数码管便会被点亮。数码管的8段，对应一个字节的8位，a对应最低位，dp 对应最高位。所以如果想让数码管显示数字0，那么共阴数码管的字符编码为00111111，即；共阳数码管的字符编码为11000000。 在轮流显示过程中，每位数码管的点亮时间为1～2ms，由于人的视觉暂留现象及发光二极管的余辉效应，尽管实际上各位数码管并非同时点亮，但只要扫描的速度足够快，给人的印象就是一组稳定的显示数据，不会有闪烁感，动态显示的效果和静态显示是一样的，能够节省大量的I/O端口，而且功耗更低。 本模块采用6个七段译码器显示闹钟小时分钟秒位，使用一个计数器不停计数0-5，每个数字代表一个七段译码器，在对应的七段译码器给予对应的字符编码，以此达到扫描数码管显示数据的功能。 信号列表如下：

木头闹钟说明书

木头闹钟说明书 产品功能 ●同屏显示年、月、日、时、分、星期功能： ●闹钟及贪睡功能：贪睡功能开启后，闹钟可以6次闹响，每次闹响间隔5分钟。没有开启贪睡功能，闹响 1分钟后，闹钟功能自动关闭； ●时间记忆功能：不使用AC / DC适配器时，LED屏不显示，但时钟内部会继续正常计时，当连接上适配器时，时钟会自动显示当前正常的时间，无需重新设置； ● 1/4小时制转换功能； ●省电模式：每天下午6点至第二天早上7点，LED显示亮度会自动降低，使人的视觉感到舒适。 使用方法 走时及闹铃设置 ●将AC / DC适配器插上电源，把6V直流电压插头接入时钟6V接口，LED数字屏即发亮显示； ●按住SET键3秒进入设定模式，再按动SET键，每按动一次，年、月、日、时、分将依次闪烁。要设置年、月、日、时、分，只要改变在闪烁的数字即可，按动UP和DOWN 键均可调节，设置结束按SET键，时 钟回到正常的走时状态。星期的设定是全自动的, 它会随着时间的设置而自动改变。●设置闹铃时间，

按动DOWN键显示屏出现AL:- -或AL:on ，每按动DOWN键一次即会转换一次。按住DOWN键3秒，时的数字在闪烁时，即可通过UP 和DOWN键进行调节，要调节分的数字，先按动SET键切换到分的闪烁，同样用UP和DOWN键进行调 节，设置结束按SET键，时钟回到正常的走时状态。闹铃闹响时，按下SET或UP键，闹铃闹响停止，并 且关闭闹钟功能，如果闹铃闹响时，按下DOWN 键闹响停止，则贪睡功能自动开启，闹铃会每隔5分钟 闹响一次，可连续6次。若贪睡闹响未达到第6次，在任何一次闹响时，按下SET或UP键，不但闹响停止，同时自动关闭贪睡功能，如果是按下DOWN键，每隔分钟会再闹响一次，直至达到6次闹响为止； ●在设定模式下，15秒内不按任何键，时钟将恢复时间显示。 12/24小时制设置 正常时间显示下，每按一次UP键，可以实现1/4小时制的转换。在12小时制式下，数字走到12，这 时在时钟的左上角将会出现亮点，表示这时已是下午时间。 电源供电 AC / DC适配器输入电压：220－230V 0HZ ，输出电压：6V /00mA。功率是：6V*0.2=1.2W将适配器6V直

木头闹钟说明书

精品文档 木头闹钟说明书 产品功能 ●同屏显示年、月、日、时、分、星期功能： ●闹钟及贪睡功能：贪睡功能开启后，闹钟可以6次闹响，每次闹响间隔5分钟。没有开启贪睡功能，闹响 1分钟后，闹钟功能自动关闭； ●时间记忆功能：不使用AC / DC适配器时，LED屏不显示，但时钟内部会继续正常计时，当连接上适配器时，时钟会自动显示当前正常的时间，无需重新设置； ● 1/4小时制转换功能； ●省电模式：每天下午6点至第二天早上7点，LED显示亮度会自动降低，使人的视觉感到舒适。 使用方法 走时及闹铃设置 ●将AC / DC适配器插上电源，把6V直流电压插头接入时钟6V接口，LED数字屏即发亮显示； ●按住SET键3秒进入设定模式，再按动SET键，每按动一次，年、月、日、时、分将依次闪烁。要设置年、月、日、时、分，只要改变在闪烁的数字即可，按动UP和DOWN 键均可调节，设置结束按SET键，时

钟回到正常的走时状态。星期的设定是全自动的, 它会随着时间的设置而自动改变。●设置闹铃时间，2016全新精品资料-全新公文范文-全程指导写作–独家原创 11/ 1． 精品文档 按动DOWN键显示屏出现AL:- -或AL:on ，每按动DOWN键一次即会转换一次。按住DOWN键3秒，时的数字在闪烁时，即可通过UP 和DOWN键进行调节，要调节分的数字，先按动SET键切换到分的闪烁，同样用UP和DOWN键进行调 节，设置结束按SET键，时钟回到正常的走时状态。闹铃闹响时，按下SET或UP键，闹铃闹响停止，并且关闭闹钟功能，如果闹铃闹响时，按下DOWN 键闹响停止，则贪睡功能自动开启，闹铃会每隔5分钟 闹响一次，可连续6次。若贪睡闹响未达到第6次，在任何一次闹响时，按下SET或UP键，不但闹响停止，同时自动关闭贪睡功能，如果是按下DOWN键，每隔分钟会再闹响一次，直至达到6次闹响为止； ●在设定模式下，15秒内不按任何键，时钟将恢复时间显示。 12/24小时制设置 正常时间显示下，每按一次UP键，可以实现1/4小时制的转换。在12小时制式下，数字走到12，这

桌面闹钟概要设计说明书

在线招聘系统 概 要 设 计 说 明 书 《桌面闹钟应用程序》项目组日期：2011 年 09 月 18日

1引言 (3) 1.1编写目的 (3) 1.2背景 (3) 1.3定义 (3) 1.4参考资料 (3) 2总体设计 (4) 2.1需求规定 (4) 2.2运行环境 (4) 2.3基本设计概念和处理流程 (4) 2.4结构 (5) 2.5功能器求与程序的关系 (6) 2.6人工处理过程 (6) 2.7尚未问决的问题 (6) 3接口设计 (6) 3.1用户接口 (6) 3.2外部接口 (6) 3.3内部接口 (6) 4运行设计 (7) 4.1运行模块组合 (7) 4.2运行控制 (7) 4.3运行时间 (7) 5系统数据结构设计 (7) 5.1逻辑结构设计要点 (7) 5.2物理结构设计要点 (8) 5.3数据结构与程序的关系 (8) 6系统出错处理设计 (8) 6.1出错信息 (8) 6.2补救措施 (8) 6.3系统维护设计 (9)

概要设计说明书 1引言 1.1编写目的 本文档为“桌面闹钟应用程序概要设计说明书”，主要用于为实现桌面闹钟的概要说明，描述桌面应用程序的结构框架、数据流图及数据流说明字典，以对以后程序的建设起到指导和约束作用。 1.2背景 a．软件系统的名称：桌面闹钟应用程序 b．任务提出者：乐山师范学院计算机科学与信息技术学院 开发者：陈巧林 1.3定义 与已有的桌面闹钟应用程序的繁杂、操作麻烦等特点相比，该桌面闹钟应用程序的简单易操作等特点使得其用起来更方便。 1.4参考资料 [1] 谢炎桦.《数据库管理系统构建实例》.清华大学出版社 [2] 萨师煊，王珊.<<数据库系统概论>>.北京高等教育出版社：2003.6 [3] Jeffrey P.Monanus、赵年锁译.《数据访问技术》.机械工业出版社：1999.7 [4]朱元三.《软件工程技术概论[M] 》.北京科学出版社：2002.7.1~320 [5]陈汶滨，朱小梅，任冬梅.<<软件测试技术基础>>（21世纪高等学校计算机教育实用 规划教材）.清华大学出版社出版时间：2008.07.1~96 [6] 朱成立.《数据结构》.清华大学出版社：2005.12 [7]王克宏著．Java技术教程（基础篇）．北京：高等教育出版社，2002.04 [8]Bruce Eckel 著．Java编程思想．北京：机械工业出版社，2004.01 [9]孙燕主编．Java2入门与实例教程．北京：中国铁道出版社，2003.01 [10]叶核亚，陈立著．Java2程序设计实用教程．北京：电子工业出版社，2003.5 [11]柯温钊著．JA V A例解教程．北京：中国铁道出版社，2001.03

【最新2018】闹钟说明书word版本 (10页)

本文部分内容来自网络整理，本司不为其真实性负责，如有异议或侵权请及时联系，本司将立即删除！ == 本文为word格式，下载后可方便编辑和修改！ == 闹钟说明书 篇一：七彩闹钟说明书 七彩时钟使用说明书 本产品融合了万年历之时间、日期、星期、温度的显示，特别适合居家办公使用。 一、功能简介 ★ 正常时间功能：显示时间、日期（从201X年至2099年）、星期、温度，并可实现12/24小时制的转换。 ★ 闹钟和贪睡功能：每日闹铃，闹铃音乐有8首可选，同时可开启贪睡功能。 ★ 环境温度显示功能：温度测量00C-500C或320F-1220F并可进行摄氏／华氏温度转换。★ 七彩灯功能：可发出七种颜色的光，循环变色。 二、功能操作 ⑴.时间日期设置 ★ 上电后显示正常状态．按SET键进入时间、日期的设置，并以下列顺序分别设置小时分钟、年、月、日、星期等，通过UP/DOWN键配合来完成设置。 时→分→年→月→日→正常显示 ★ 设置范围：时为1-12或0-23,分为0-59,年为201X-2099.月为1-12.日为1-31；在日期设置的同时，星期由MON 3=. SUN相应的自动改变。 ★ 在设置状态，也可按AL键或无按键1分钟退出设置，并显示当前所设置的时间。★ 在正常状态，按UP键进行12和24小时转换。 ⑵、闹钟和贪睡设置 ★ 在正常状态，按AL键一次进入闹钟模式。

★ 在闹钟状态，按SET键进入闹铃设定状态，以下列顺序分别设置小时、分钟、贪睡、音乐，通过UP/DOWN键配合来完成其设置。 时→分→贪睡→音乐→退出 ★ 在设置状态，如果无按键1分钟或按MODE键退出设置，并显示当前所设置 的时间。★ 在闹钟状态，通过UP键开启闹铃的标志，按第二次UP键开启贪 睡功能。 闹铃→Zz贪睡→OFF ★ 当闹钟到达设定时间，响闹1分钟；当贪睡时间到达响闹，按SET键取消响闹或按任意键停止响闹。 ★ 贪睡的间隔延续时间范围设定：1-60分钟。 ★ 当闹铃及贪睡的标志未开启时，即闹铃和贪睡同时关闭，只有在闹铃标志开启时，重按UP,贪睡功能才有效。 ⑶、温度转换 在正常状态，按DOWN键可以进行摄氏l华氏温度间的相互转换。 ⑷、按TAP可开启夜灯，5秒钟自动熄灭。 ⑸、把开关置ON或DEMO位置开启七彩灯。 ⑹、可使用外接直流电源：4.5V 100MA的变压器。 三、注意事项： 1、避免猛烈冲击、跌落。 2、勿置阳光直射、高温、潮湿的地方。 3、避免使用带有腐蚀性化学成份的液体和硬布来抹擦本产品表面。 4、当屏幕显示混乱时，拔出钮扣电池，重新装上恢复原始状态，使显示恢复正常。 5、切勿新旧电池混在一起使用，在屏幕显示不清楚时请及时更换新电池。 6、如长时间不使用时钟时，请将电池取出，以免电池漏液损坏本机。 7、请勿随意拆开产品调整内部元件参数。

七彩变色闹钟说明书

七彩变色闹钟 商品规格:8*8*8cm 商品包装:英文彩盒包装（使用说明见宝贝描述最下方）。 ■分为OFF、ON二种作业模式： 1.选择OFF模式：在此模式下，灯光关闭并处于待机状态，只要轻轻按压「极光炫彩桌钟」就会散发随出柔和的彩色灯光，方便您夜间查看时间。 2.选择ON模式：灯光保持明亮，极光炫彩桌钟会持续发光，7种色彩自动更换 ■视觉、听觉双重唤醒 响亮地闹铃音警示，搭配绚烂的12彩光闪烁提示 ■超清晰LCD荧幕 超大型数字显示，夜光模式让你即使在漆黑的房间里也能一览无遗 ■ONE TOUCH控制 只要轻轻一个触碰,「极光炫彩桌钟」就会散发30秒的柔和照明,帮你轻松找到床头的边的水杯 ■理疗功能 钟体可渐进变换出7大光谱7种有利于人体的彩光，即“色光疗法”。可对人体自身所具有的“内在色彩平衡感”产生良性的刺激与调节，从而达到愉悦心情、稳定情绪、缓解压力、消除疲劳的功效。对于现代快节奏生活与工作压力所引起的各种心理疾病有着非常积极的缓解与辅助治疗功能。 【常见问题】 问：这个七彩闹钟可以调成24小时制显示当前时间吗？ 答：可以的，只要当前时钟在下午的时候（就是有PM显示），直接按UP键，就可以直接转换成24小时制显示 问：这个桌钟确实很诱惑，但减压功能是什么意思？ 答：早在20世纪初，瑞典科学家就发现特定的颜色可以调节人的情绪，而该款钟的设计正是以柔和的炫光变幻起到缓解压力的效果，给您每个放松的夜晚 问：可以放在小孩子房间吗？ 答：当然可以，而且这样有启发智力的效果，如同在小孩床上方放多彩气球一样，变幻的柔和色彩可以引发思考，非常适合婴儿。贴心的妈妈不妨一试。

问：什么是one-touch功能？ 答：当您半夜醒来要看时间（在没有开启炫光的时候），只需轻轻一压，就会发出30秒柔和的炫光，不必起来开灯了。 问：可以外接电源吗？ 答：考七彩变色心情闹钟特别设计了支持外接电源的插口，在任何商店可以购买到的4.5-6v 变压器接上就可以了（都是通用的，价格在8元左右）。 转发 2009-02-08 22:07:30 分类: 天下杂谈浏览(1425) 评 论(1) 1、时间日期设置 ★上电后显示正常状态。按SET键进入时间、日期的设置，并以下列顺序分别 设置 小时、分钟、月、日、星期等，通过UP/DOWN键配合来完成设置。 ★设置范围：时为1-12或0-23、分为0-59、月为1-12、日为1-31 在日期设置的同时，星期由MON至SUN相应的自动改变. ★在设置状态，也可按AL键或无按键1分钟退出设置，并显示当前所设置的时 间。 ★在正常状态，按UP键进行12和24小时转换。 2、闹钟和贪睡设置 ★在正常状态，按AL键一次进入闹钟模式。 ★在闹钟状态，按SET键进入闹铃设定状态，以下列顺序分别设置小时、分钟、 贪睡 音乐，通过UP/DOWN键配合来完成其设置。 ★在设置状态，如果无按键1分钟或按SET键到退出设置状态，并显示当前所 设置的时间。 ★在闹钟状态，通过UP键开启闹铃样的标志，按第二次UP键开启贪睡功能。 ★当闹钟到达设定时间，响闹1分钟；当贪睡时间到达响闹，按SET键取消响 闹或按任意 键停止响闹。 ★ 贪睡的间隔延续时间范围设定：1-60分钟。 ★当闹铃及贪睡的标志未开启时，即闹铃和贪睡同时关闭，只有在闹铃标志开启

闹钟的说明文

介绍闹钟的说明文 我有一个可爱的小闹钟，它的外形象一只小白兔。 小白兔的头圆圆的，有一对红红的小眼睛,，小眼睛下面有一个突出的鼻子，鼻子上面有一个黑点。鼻子两边有三根胡子，在鼻子的下面有一个三瓣嘴。 小兔的样子是手捧一只大大的红萝卜，红萝卜的叶子就是一个按纽，只要按下按纽就可以报时。小兔子的肚子就是一个钟面，钟里有从一到十二这几个数字和时针、分针、秒针，小兔穿着一件蓝色的牛仔裤。在小兔身后有两个转纽，是调节时间的。 有一天，到了要起床的时间，爸爸妈妈还没有起床，可时间一分一秒的过去了，突然我的小闹钟叫了起来，嘟嘟……快起床了、快起床了，嘟嘟……快起床了、快起床了，爸爸马上从床上爬了起来，叫我起床。爸爸急匆匆做好了早饭。才使我上学没有迟到，爸爸妈妈上班也没有迟到。我要感谢我的小闹钟，我爱我的小闹钟。 新疆龚温娜 “快起床呀！起来呀，起床了……”“嘀嗒嘀嗒……”早晨，放在我书桌 【简评】 十四、我的小闹钟 ——学写说明文 【习作要求】 能写简单的说明文。 【教学目标】 1、指导学生仔细观察小闹钟，按一定的顺序把它写具体。 2、要抓住小闹钟的特点来写。 3、掌握说明文的基本写作方法，可以有条理地向大家介绍一种物品或一件事情的经过。 【教学重点】 1、让学生了解什么是说明文，说明文的说明方法有哪些？ 2、按一定的顺序观察，抓住小闹钟特点来写。 【教学难点】 引导学生抓住事物的特点来说明，恰当使用动词和修辞手法把文章写具体、写生动。 【课前准备】 1、让学生准备自己喜欢的一个玩具 2、可爱的小闹钟。 3、有关闹钟的谜语。 【教学过程】 一、谈话导入： 师：老师这里有一道密令，谁愿意帮老师读一读？（生读）是什么呢？ 生：说明书 师：对，是溜溜球的说明书。说明书是属于说明文的一种，除了说明书还包括：广告、解说词等，都属于说明文的范畴。通过说明书，我们可以看出，说明文的特点：言简意赅、通俗易懂。像平时我们在超市里经常看见的推销员说的话，整理成文字的形式，也属于我们说明文的范围。今天老师就来看看大家谁有成为一名合格推销员的潜力。老师也带来了一样东西，看你们谁能高价推销出去，首先，先来猜一个谜语，这个谜底就是今天老师给大家带来的东西。 师：出示谜语： 小小圆形运动场 三个选手比赛忙

数字闹钟说明书

说明书 一、主程序、子模块流程图电子闹钟主流程图：

调时、调日期、调星期流程图： 倒计时结束流程图：

音乐播放流程图： 闹铃功能流程图：

二、功能介绍： 有计时，计日期，计星期，调时、调日期、调星期、闹钟、调闹钟、音乐闹铃、秒表、99秒倒计时、60秒倒计时、5秒倒计时、倒计时结束播放提醒音乐、直接按键播放音乐共计15个小的功能，分为四个功能模块，用四个按键来实现 1.调时，查看日期以及调日期，查看星期以及调星期 按键1进入该模块后，显示该模块的界面“1234”，分别代表在该界面中要用到的按键编号。此时按1即进入调时界面，显示当前时间，按1秒加1，按2分加1，按3时加1，按4退出该界面而回到模块界面。此时按2即进入查看日期以及调日期的界面，显示当前日期，按1天加1，按2月加1，按3年加1，按4退出该界面而回到模块界面。此时按3即进入查看星期以及调星期的界面，显示当前星期，按1星期加1，按4退出该界面而回到模块界面。此时按4则退出功能模块1而回到主界面。 2.调闹钟 进入该模块时，显示闹钟时间，按1秒加1，按2分加1，按3时加1，按4退出调闹钟模块而回到主界面 3.秒表，倒计时 进入该模块后，显示界面“12 4”，分别代表在该界面中要用到的按键编号。此时按1进入秒表计时状态，按4退出，回到模块界面。此时按2进入99秒倒计时状态，按1切换到60秒倒计时，按1切换到5秒倒计时，在倒计时进行中，按4可以回到模块界

面。此时按4，可以回到主界面 4.音乐 进入该界面后，显示界面“00-00-00”,按1播放歌曲1，按2播放歌曲2，按3播放歌曲3，按4播放歌曲4，在播放歌曲时，按4可以结束播放音乐并且回到主界面。

ipod闹钟说明书

1产品简介 1.1音频播放 1.1.1本产品是一个主要应用在床头的小型音响装置； 1.1.2本产品内置数字调谐FM收音机； 1.1.3本产品具备IPOD接口，可作为IPOD外接音箱及为其充电 1.1.4本产品具备一个3.5mmAUX输入，方便接入其它音源如NOTBOOK,ZUNE等。 1.1.5本产品可通过“MODE”键去选择播放音源，默认音源为I Pod。 1.2闹钟和时间功能 1.2.1有时钟显示，并可选择12/24小时制显示. 1.2.3具有闹钟功能. 1.2.3.1可在同一天设置两个闹钟,闹钟“1”为天天闹，闹钟“2”为当天闹。 1.2.3.3每个闹钟均可选择I Pod、FM、AUX作为闹铃，但默认音源为I Pod。 1.2.3.4闹钟时LCD背光点亮，同时对应的闹钟符号闪烁。 1.3显示 本机正面有一个大型STN液晶显示屏，可显示时间、闹钟、音源、FM频道和频率、音量、SNOOZE和SLEEP。 1.4音频性能 1.4.1功放输出功率：2W+2W(THD1%) 1.4.2功放频率响应：20-20Khz 1.5电源供应 本机配备外接电源适配器，规格为Input 90-240V,output:9V1A，另内置一个3V150mA的纽扣电池。 2按键介绍 2.1“SNOOZE”键 在闹铃时按此键可暂停闹铃10分钟后重新闹，在FM状态下长按该键可进入手动调台，在其它工作状态下按此键可点亮LCD背光1分钟。 2.2“play/pause”键， 2.2.1IPod播放状态下，按此键一次暂停播放，再按一次恢复播放。 2.2.2在FM状态下，按此键一次静音，再按一次恢复播音,长按进入FM自动搜台。 2.2.4，AUX状态下，按一次为静音，再按一次为恢复播音。 2.3“MODE”键 在开机状态下，按此键可依次选择IPOD、FM、AUX音源。 2.4音量“+”键 2.4.1在播放状态下，按此键可增加音量。 2.4.2在设置闹钟时可调整闹钟的时间和闹铃的音量，可切换闹钟“ON”/“OFF”状态显示。 2.4.3在设置时间时可调整数值。

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韩文版电子闹钟说明书翻译 按“UP”键：在正常状态下按12124小时模式切换。 “DOWN”键：温度的华氏和摄氏度切换。 “SNOOZE/LIGHT”键：后背灯光被打开。 键：打开/关闭显示。 当报警模式时，显示“AL”，UP/DOWN选择报警音乐，按SET键即可设置，有6种音乐旋律，2种哔哩哔哩音。闹钟的话，会发出1分钟的警报声，如果想要继续睡觉，按SNOOZE/LIGHT键，请注意，LED灯光持续3秒。 “MODE”键可以进入生日记忆提醒功能，使用“UP/DOWN”键调节时间和日期，按下SET键即可完成设置。生日那天，音乐响5分钟。 计时功能启动时，显示“TIMER”定时功能，定时范围为00:00-29:59（详细说明在后部分）相反，当倒计时时，显示“TIMER”倒计时功能，定时范围为00:00-29:59。（详 细说明在后部分） 无论发生什么情况，只要1分钟不按任何键，就会重新进入正常模式。 1.正常时间模式 开始显示时间为12：00 新设置 按“SET”键，按时间>分钟>年度>月>日>退出顺序，按“SET”键后，在相应的部分按“UP/DOWN”键调整好数字后，再次按“SET”键，按照上述顺序依次设定。一旦设定完毕，最后按“SET”键完全设定好。 设置范围：1900-2099年，1-12月，1-31日，1-12时，0-23点，0-59分。 星期数是根据日期自动设置的。 12/24小时模式 在正常状态下，按“UP”键，可上午/下午兼容。 2.报警功能 按下“MODE”键，进入报警模式。 设置报警 闹钟指示按“UP”键，有无表示。按”SET“键按时间，分钟，音乐声顺序，按“UP/DOWN”键调节，一旦调节完成，按“SET”键完成。 警报鸣响约1分钟，按任意键就会停止。 在闹钟响的时候，按“SNOOZE/LIGHT”键，可以同时启动LED灯亮。 3.生日记忆报警 第4次按下“MODE”键，进入生日记忆提醒模式。 操作方法 按“SET”键后，用“UP/DOWN”调节数字，再按“SET”键进入下一个步骤，最后再按一下一阶段结束 一旦设定好日期，音乐就会响5分钟 4.秒表功能 按2次“MODE”键，进入这个功能