双极性晶体管

双极性晶体管的共射极接法

双极性晶体管的共基极接法

发射极扩散到基极的电子，大部分都能够漂移到集电极，剩下的电子与基极区域的空穴发生载流子复合。成功抵达集电极的电子浓度占发射极扩散出来的电子总浓度的比值，是衡量双极性晶体管效率的一项重要指标。由于发射极区域为重掺杂，基极区域为轻掺杂，所以从发射极被注入到基极的电子浓度大于从基极注入到发射极的空穴浓度。下面将讨论双极性晶体管在电路中以发射极或基极为公共端时的电流放大倍数。

如果晶体管采用共射极接法，输入电流为基极电流${\displaystyle I_{\text{B}}}$，输出电流为集电极电流${\displaystyle I_{\text{C}}}$，当发射结正向偏置、集电结不施加偏置时，晶体管的共射极直流短路电流增益可以表示为集电极电流${\displaystyle I_{\text{C}}}$与基极电流${\displaystyle I_{\text{B}}}$的比值[1]^:85

${\displaystyle \beta _{\text{F}}={\frac {I_{\text{C}}}{I_{\text{B}}}}}$

如果集电极从无偏置变为反向偏置，那么${\displaystyle I_{\text{C}}}$与${\displaystyle I_{\text{B}}}$的比值称为共射极静态电流增益，它的表达式为[1]^:85

${\displaystyle h_{\text{FE}}={\frac {I_{\text{C}}}{I_{\text{B}}}}}$

对于小信号模型中的晶体管，${\displaystyle \beta _{\text{F}}}$的数值通在20到200之间，[5]^:36不过在一些为高功率应用设计的晶体管中，它可能会更小一点。

如果晶体管采用共基极接法，输入电流为发射电流${\displaystyle I_{\text{E}}}$，输出电流为集电极电流${\displaystyle I_{\text{C}}}$，当发射结正向偏置、集电结不施加偏置时，晶体管的共基极直流短路电流增益可以表示为集电极电流${\displaystyle I_{\text{C}}}$与发射极电流${\displaystyle I_{\text{E}}}$的比值[1]^:84-85

${\displaystyle \alpha _{\text{F}}={\frac {I_{\text{C}}}{I_{\text{E}}}}}$

如果集电极从无偏置变为反向偏置，那么${\displaystyle I_{\text{C}}}$与${\displaystyle I_{\text{E}}}$的比值称为共基极静态电流增益，它的表达式为[1]^:84-85

${\displaystyle h_{\text{FB}}={\frac {I_{\text{C}}}{I_{\text{E}}}}}$

上述两个参数可以通过下面的公式相互转换（在NPN型晶体管中）[4]^:32

${\displaystyle \beta _{\text{F}}={\frac {\alpha _{F}}{1-\alpha _{F}}}\iff \alpha _{F}={\frac {\beta _{F}}{\beta _{F}+1}}}$

当对低频的交流小信号进行近似分析时，也可以采用上述直流参数。[4]^:34如果需要更高的精确度，就必须虑及双极性晶体管中的结电容效应带来的影响。当信号电压的频率达到一定程度后，电流的放大倍数将会下降。[4]^:35

双极性晶体管的最大集电极耗散功率${\displaystyle P_{\text{CM}}}$是器件在一定溫度與散热条件下能正常工作的最大功率。在条件相同的情况下，如果实际功率大于这一数值，晶体管的温度将超出最大許可值，使器件性能下降，甚至造成物理损坏。[4]^:35[1]^:147

当集电极电流增大到一定数值${\displaystyle I_{\text{CM}}}$后，虽然不会造成双极性晶体管的损坏，但是电流增益会明显降低。为了使晶体管按照设计正常工作，需要限制集电极电流的数值。除此之外，由于双极性晶体管具有两个PN结，因此它们的反向偏置电压不能够过大，防止PN结反向击穿。[4]^:35-36双极性晶体管的数据手册都会详细地列出这些参数。

当功率双极性晶体管集电极的反向偏置电压${\displaystyle V_{\text{CE}}}$超过一定数值，并且流经晶体管的电流超出在一定允许范围之内，使得晶体管功率大于二次击穿临界功率${\displaystyle P_{\text{SB}}}$就会产生一种被称为“二次击穿”的危险现象。在这种情况里，超出设计范围的电流将造成器件内部不同区域的局部温度不均衡，部分区域的温度高于其他区域。因为掺杂的硅具有负的温度系数（），所以当它处于较高的温度时，其导电性能更强。这样，较热部分就能传导更多的电流，这部分电流会产生额外的热能，造成局部温度将超过正常值，以致于器件不能正常工作。二次击穿是一种热失控，一旦温度升高，电导率将进一步提升，从而造成恶性循环，最终严重损毁晶体管的结构。整个二次击穿过程只需要毫秒或微秒量级的时间就可以完成。[1]^:151

如果双极性晶体管集电结提供超出允许范围的反向偏置，并不对流经晶体管的电流进行限制，发射结将发生雪崩击穿，也会造成器件损坏。[4]^:16

作为一种模拟的器件，双极性晶体管的所有参数都会不同程度地受温度影响，特别是电流增益${\displaystyle \beta }$。据研究，温度每升高1摄氏度，${\displaystyle \beta }$大约会增加0.5%到1%。[5]^:41

双极性晶体管对电离辐射较为敏感。如果将晶体管置于电离辐射的环境中，器件将因辐射而受到损害。产生损害是因为辐射将在基极区域产生缺陷，这种缺陷将在能带中形成复合中心（）。这将造成器件中起作用的少数载流子寿命变短，进而使晶体管的性能逐渐降低。NPN型双极性晶体管由于在辐射环境中，载流子的有效复合面积更大，受到的负面影响比PNP型晶体管更显著。[22]在一些特殊的应用场合，如核反应堆或航天器中的电子控制系统中，必须采用特殊的手段缓解电离辐射带来的负面效应。

NPN型双极性晶体管的结构

NPN型和PNP型双极性晶体管的符号，NPN型的箭头指向外侧，PNP型的箭头指向内侧。

NPN型晶体管是两种类型双极性晶体管的其中一种，由两层N型掺杂区域和介于二者之间的一层P型掺杂半导体（基极）组成。输入到基极的微小电流将被放大，产生较大的集电极-发射极电流。当NPN型晶体管基极电压高于发射极电压，并且集电极电压高于基极电压，则晶体管处于正向放大状态。在这一状态中，晶体管集电极和发射极之间存在电流。被放大的电流，是发射极注入到基极区域的电子（在基极区域为少数载流子），在电场的推动下漂移到集电极的结果。由于电子迁移率比空穴迁移率更高，[16]^:93因此现在使用的大多数双极性晶体管为NPN型。

双极性晶体管的电学符号如左图，基极和发射极之间的箭头表示发射极电流方向。[24]^:64

双极性晶体管的另一种类型为PNP型，由两层P型掺杂区域和介于二者之间的一层N型掺杂半导体组成。流经基极的微小电流可以在发射极端得到放大。也就是说，当PNP型晶体管的基极电压低于发射极时，集电极电压低于基极，晶体管处于正向放大区。

在双极性晶体管电学符号中，基极和发射极之间的箭头指向电流的方向，这里的电流为电子流动的反方向。与NPN型相反，PNP型晶体管的箭头从发射极指向基极。[24]^:102

在图中的异质结双极性晶体管中，基极区域的能隙分布不均匀有利于少数载流子（电子）通过基极区域。图中浅蓝色表示耗尽层。

异质结双极性晶体管（）是一种改良的双极性晶体管，它具有高速工作的能力。研究发现，这种晶体管可以处理频率高达几百GHz的超高频信号，因此它适用于射频功率放大、激光驱动等对工作速度要求苛刻的应用。[25][26][27]

异质结是PN结的一种，这种结的两端由不同的半导体材料制成。在这种双极性晶体管中，发射结通常采用异质结结构，即发射极区域采用宽禁带材料，基极区域采用窄禁带材料。常见的异质结用砷化镓（GaAs）制造基极区域，用铝-镓-砷固溶体（Al_xGa_1-xAs）制造发射极区域。[1]^:101采用这样的异质结，双极性晶体管的注入效率可以得到提升，电流增益${\displaystyle \beta }$也可以提高幾个数量级。

采用异质结的双极性晶体管基极区域的掺杂浓度可以大幅提升，这样就可以降低基极电极的电阻，并有利于降低基极区域的宽度。[1]^:101在传统的双极性晶体管，即同质结晶体管中，发射极到基极的载流子注入效率主要是由发射极和基极的掺杂比例决定的。在这种情况下，为了得到较高的注入效率，必须对基极区域进行轻掺杂，这样就不可避免地使增大了基极电阻。

如左边的示意图中，${\displaystyle \Delta \phi _{\text{p}}}$代表空穴从基极区域到达发射极区域跨越的势差；而${\displaystyle \Delta \phi _{\text{n}}}$则代表电子从发射极区域到达基极区域跨越的势差。由于发射结具有异质结的结构，可以使${\displaystyle \Delta \phi _{\text{p}}>\Delta \phi _{\text{n}}}$，从而提高了发射极的注入效率。在基极区域里，半导体材料的组分分布不均，造成缓变的基极区域禁带宽度，其梯度为以${\displaystyle \Delta \phi _{\text{G}}}$表示。这一缓变禁带宽度，可以为少数载流子提供一个内在电场，使它们加速通过基极区域。这个漂移运动将与扩散运动产生协同作用，减少电子通过基极区域的渡越时间，从而改善双极性晶体管的高频性能。[1]^:101-102

尽管有许多不同的半导体可用来构成异质结晶体管，硅-锗异质结晶体管和铝-砷化镓异质结晶体管更常用。制造异质结晶体管的工艺为晶体外延技术，例如金属有机物气相外延（）和分子束外延。

NPN型晶体管的连接图

左边这幅示意图，绘出了一个由两个电压源提供偏置的NPN型晶体管，图中箭头代表电流的方向（电子流动的反方向）。为了使晶体管能够在集电极和发射极之间传导较大的电流（大约1毫安的数量级），${\displaystyle V_{\text{BE}}}$必须超过某个的最小值，使晶体管被导通，这个最小值常被称为“导通电压”。在室温下，硅双极性晶体管的导通电压通常为650毫伏左右，不过这项参数也随着晶体管的具体类型变化。偏置电压${\displaystyle V_{\text{BE}}}$使图中下方的PN结被导通，电子能够从发射极扩散到基极。当晶体管处于放大区，基极和集电极之间的电场（源于${\displaystyle V_{\text{CE}}}$）可以使大部分扩散到基极的电子继续通过图中上方的PN结（发射结），以漂移作用进入集电极，这样就形成了集电极电流${\displaystyle I_{\text{C}}}$。剩余的电子与基极区域的多数载流子（即空穴）发生复合，从而形成基极电流${\displaystyle I_{\text{B}}}$。可以看出，发射极电流${\displaystyle I_{\text{E}}}$是流经晶体管的总电流，它是基极、集电极输入电流的总和，即${\displaystyle I_{\text{E}}=I_{\text{B}}+I_{\text{C}}}$。[4]^:31

晶体管工作在放大区时，集电极电流${\displaystyle I_{\text{C}}}$与基极电流${\displaystyle I_{\text{B}}}$的比值被称为直流电流增益。直流电流增益的数值可以随温度变化，不过在有的电路设计中，并不需要依赖其精确值（请参见运算放大器的例子）。直流电流增益以参数${\displaystyle h_{\text{FE}}}$表示，而交流信号增益则以${\displaystyle h_{\text{fe}}}$表示（参见后面的h参数模型）。如果没有特别考虑在不同频率下的电流增益，即电流变化${\displaystyle \delta I_{\text{B}}}$不太大的时候，常用符号${\displaystyle \beta }$来代表电流增益。[4]^:31

另外值得注意的是，发射极电流${\displaystyle I_{\text{E}}}$与${\displaystyle V_{\text{BE}}}$成指数关系。在放大器，基极电流与集电极电流近似成线性关系，所以二者的变化趋势相同。

PNP型双极性晶体管的情况与NPN型晶体管类似，不过分析时应注意，其相应的电压值恰好相反。

NPN型双极性晶体管的艾伯斯-莫尔模型示意图[29]^:903（其中：${\displaystyle I_{\text{B}}}$, ${\displaystyle I_{\text{C}}}$, ${\displaystyle I_{\text{E}}}$分别为基极电流、集电极电流、发射极电流；${\displaystyle I_{\text{CD}}}$, ${\displaystyle I_{\text{ED}}}$分别为集电结和发射结的结电流；${\displaystyle \alpha _{\text{F}}}$, ${\displaystyle \alpha _{\text{R}}}$分别为正向/反向共基极电流增益。

PNP型双极性晶体管的艾伯斯-莫尔模型示意图

NPN型晶体管在正向放大区的近似艾伯斯-莫尔模型示意图，集电结为反向偏置，因此${\displaystyle I_{\text{CD}}}$几乎为零。发射结电流大部分都来源于集电极（${\displaystyle \alpha _{\text{F}}}$接近1），从而对基极电流进行放大。

1954年，约翰·莫尔（）、朱威尔·艾伯斯（）提出了关于晶体管电流的数学模型。当晶体管处于放大区时，发射极和集电极的直流电流可以利用近似艾伯斯-莫尔模型（简称：EM模型）来描述。假设晶体管为小注入的情况，并且忽略厄利效应，那么艾伯斯-莫尔方程可以表达为[1]^:218

${\displaystyle I_{\text{E}}=I_{\text{ES}}\left(e^{\frac {V_{\text{BE}}}{V_{\text{T}}}}-1\right)}$

${\displaystyle I_{\text{C}}=\alpha _{F}I_{\text{E}}}$

${\displaystyle I_{\text{B}}=\left(1-\alpha _{F}\right)I_{\text{E}}}$

基极区域内部的电流主要是由于扩散作用，且

${\displaystyle J_{n\,({\text{base}})}={\frac {qD_{n}n_{bo}}{W}}e^{\frac {V_{\text{EB}}}{V_{\text{T}}}}}$

这里

• ${\displaystyle V_{\text{T}}}$为热电压，它的数值等于${\displaystyle kT/q}$（在300开尔文时大约为26毫伏）
• ${\displaystyle I_{\text{E}}}$为发射极电流
• ${\displaystyle I_{\text{C}}}$为集电极电流
• ${\displaystyle \alpha _{\text{F}}}$为共基极电流增益，大约在0.98至0.998之间
• ${\displaystyle I_{\text{ES}}}$为基极-发射极结上的反向饱和电流（其数量级在10⁻¹⁵到10⁻¹²安培之间）
• ${\displaystyle V_{\text{BE}}}$为基极-发射极电压
• ${\displaystyle D_{\text{n}}}$为P型区域内的电子扩散常数
• ${\displaystyle W}$为基极区域宽度

如果需要研究晶体管在任意工作区时，流经晶体管三个区域的电流，可以利用下面的严格艾伯斯-莫尔方程来求解。下列方程基于双极性晶体管的输运模型。[30]

${\displaystyle i_{\text{C}}=I_{\text{S}}\left(e^{\frac {V_{\text{BE}}}{V_{\text{T}}}}-e^{\frac {V_{\text{BC}}}{V_{\text{T}}}}\right)-{\frac {I_{\text{S}}}{\beta _{R}}}\left(e^{\frac {V_{\text{BC}}}{V_{\text{T}}}}-1\right)}$

${\displaystyle i_{\text{B}}={\frac {I_{\text{S}}}{\beta _{F}}}\left(e^{\frac {V_{\text{BE}}}{V_{\text{T}}}}-1\right)+{\frac {I_{\text{S}}}{\beta _{R}}}\left(e^{\frac {V_{\text{BC}}}{V_{\text{T}}}}-1\right)}$

${\displaystyle i_{\text{E}}=I_{\text{S}}\left(e^{\frac {V_{\text{BE}}}{V_{\text{T}}}}-e^{\frac {V_{\text{BC}}}{V_{\text{T}}}}\right)+{\frac {I_{\text{S}}}{\beta _{F}}}\left(e^{\frac {V_{\text{BE}}}{V_{\text{T}}}}-1\right)}$

这里

• ${\displaystyle i_{\text{C}}}$为集电极电流
• ${\displaystyle i_{\text{B}}}$为基极电流
• ${\displaystyle i_{\text{E}}}$为发射极电流
• ${\displaystyle \beta _{F}}$为正向共发射极电流增益（介于20到500之间）
• ${\displaystyle \beta _{R}}$为反向共发射极电流增益（介于0到20之间）
• ${\displaystyle I_{\text{S}}}$为反向饱和电流（其数量级介于10⁻¹⁵到10⁻¹²安培之间）
• ${\displaystyle V_{\text{T}}}$为热电压，在300开尔文时大约为26毫伏
• ${\displaystyle V_{\text{BE}}}$为基极-发射极电压
• ${\displaystyle V_{\text{BC}}}$为基极-集电极电压

在理想的双极性晶体管共射极接法中，如果晶体管工作在放大区，那么集电极电流${\displaystyle I_{\text{C}}}$不随集电极-发射极电压${\displaystyle V_{\text{CE}}}$改变，即${\displaystyle I_{\text{C}}}$曲线斜率为0（请参见双极性晶体管的输出特性曲线）。然而，实际情况是，${\displaystyle I_{\text{C}}}$会随着${\displaystyle V_{\text{CE}}}$的增加而增加，这种现象是由于厄利效应（或称为基极区域宽度调制效应）。[3]^:116根据研究，电流增益${\displaystyle \beta _{\text{F}}}$也随${\displaystyle V_{\text{CE}}}$变化。可以根据下面的公式对上述效应进行计算[31]^:317[32]

${\displaystyle I_{\text{C}}=I_{\text{S}}exp({\frac {V_{\text{BE}}}{V_{\text{T}}}})(1+{\frac {V_{\text{CE}}}{V_{\text{A}}}})}$

${\displaystyle \beta _{\text{F}}=\beta _{\text{F0}}(1+{\frac {V_{\text{CE}}}{V_{\text{A}}}})}$

这里

• ${\displaystyle V_{\text{CE}}}$是集电极-发射极电压
• ${\displaystyle V_{\text{T}}}$是热电压，其数值为${\displaystyle kT/q}$
• ${\displaystyle V_{\text{A}}}$是厄利电压（介于15伏特到150伏特）
• ${\displaystyle \beta _{\text{F0}}}$是${\displaystyle V_{\text{CB}}=0}$时，双极性晶体管处于共射极接法的电流增益

古梅尔-潘模型是一种详细描述双极性晶体管动力学的电荷控制模型，[33]^:827-852借助这个模型，可以比通常的基于终端（）模型更为详细地探究晶体管的内部动力原理。[34]该模型还指出，晶体管的参数${\displaystyle \beta }$与流经晶体管的直流电流有关，而该参数在艾伯斯-莫尔模型中曾被认为是与电流无关。[30]^:509

古梅尔-潘模型包含的参数相当多，它的直流模型包括多达18个参数，并且参数之间常常具有非线性的关系，因此研究中常常需要借助计算机。[1]^:228

混合${\displaystyle \pi }$模型是小信号情况下对双极性晶体管的线性二端口网络近似，这个模型考虑了晶体管中发射结、集电结的结电容在相对高频情况下的影响，它使用小信号基极-发射极电压${\displaystyle v_{be}}$和集电极-发射极电压${\displaystyle v_{\text{ce}}}$作为自变量，小信号基极电流${\displaystyle i_{\text{b}}}$和集电极电流${\displaystyle i_{\text{c}}}$作为因变量。[31]^{:13.5, 13.19}

低频时双极性晶体管的混合${\displaystyle \pi }$模型简图

右图所示为双极性晶体管的一个基本的低频混合${\displaystyle \pi }$模型示意图，在图中

• ${\displaystyle g_{m}={\frac {i_{\text{c}}}{v_{\text{be}}}}{\Bigg |}_{v_{\text{ce}}=0}={\frac {I_{\text{C}}}{V_{\text{T}}}}}$为晶体管在简化模型里的跨导，其单位是西门子[31]^{:242, 682}

这里

• ${\displaystyle I_{\text{C}}}$为晶体管的静态集电极电流（也被称为集电极偏置或直流集电极电流）
• ${\displaystyle V_{\text{T}}={\begin{matrix}{\frac {KT}{q}}\end{matrix}}}$为热电压，它通过波尔兹曼常数${\displaystyle K}$、基本电荷${\displaystyle q}$以及晶体管的温度${\displaystyle T}$（以开尔文为单位）求得。

• ${\displaystyle r_{\pi }={\frac {v_{\text{be}}}{i_{\text{b}}}}{\Bigg |}_{v_{\text{ce}}=0}={\frac {\beta _{\text{0}}}{g_{m}}}={\frac {V_{\text{T}}}{I_{\text{B}}}}}$，以欧姆为单位

这里

• ${\displaystyle \beta _{\text{0}}={\frac {I_{\text{C}}}{I_{\text{B}}}}}$为低频电流增益（通常以${\displaystyle h_{\text{FE}}}$表示。这里，${\displaystyle I_{\text{B}}}$为静态基极电流。每个晶体管都有对应的${\displaystyle \beta _{\text{0}}}$，它与集电极电流大小有关。这项参数可以在数据手册中查阅。

• ${\displaystyle r_{\text{O}}={\frac {v_{\text{ce}}}{i_{\text{c}}}}{\Bigg |}_{v_{\text{be}}=0}={\frac {V_{\text{A}}+V_{\text{CE}}}{I_{\text{C}}}}\approx {\frac {V_{\text{A}}}{I_{\text{C}}}}}$为厄利效应导致的输出电阻，${\displaystyle V_{\text{A}}}$为厄利效应电压。

通用化的NPN型双极性晶体管的h参数模型。将${\displaystyle x}$替换为${\displaystyle e}$、${\displaystyle b}$或${\displaystyle c}$可以分别用来描述CE、CB或CC组态。

在低频小信号的情况里，还可以用${\displaystyle h}$参数模型来分析双极性晶体管电路，它也是将晶体管看做一个二端口网络。该模型以输入电流和输出电压为自变量，从而得出等效电路模型。[4]^:96利用这种方法，可以较容易地分析双极性晶体管在电路中的行为。在右图中，符号${\displaystyle x}$代表不同的晶体管引脚，需要根据晶体管不同的接法来确定。对于共射极接法，

• ${\displaystyle x}$被替换为${\displaystyle e}$
• 终端1相当于基极
• 终端2相当于集电极
• 终端3相当于发射极
• ${\displaystyle i_{\text{i}}}$为输入的基极电流
• ${\displaystyle i_{\text{o}}}$为输出的集电极电流
• ${\displaystyle V_{\text{i}}}$为输入的基极-发射极电压
• ${\displaystyle V_{\text{o}}}$为输出的集电极-发射极电压

对应的一组h参数为

• ${\displaystyle h_{\text{ix}}=h_{\text{ie}}}$为晶体管的输入阻抗（相当于基极电阻）
• ${\displaystyle h_{\text{rx}}=h_{\text{re}}}$为晶体管${\displaystyle I_{\text{B}}}$与${\displaystyle V_{\text{BE}}}$关系随${\displaystyle V_{\text{CE}}}$的变化关系，这项参数的数值通常很小，以至于可以忽略不计。
• ${\displaystyle h_{\text{fx}}=h_{\text{fe}}}$为晶体管的共射极电流增益，即是交流小訊號分析下的交流電流增益，也就是${\displaystyle \beta _{\text{AC}}}$。至於直流分析（大訊號分析）下的${\displaystyle h_{\text{FE}}}$則是直流（DC）电流增益（即数据手册中的${\displaystyle \beta _{\text{DC}}}$）。
• ${\displaystyle h_{\text{ox}}=1/h_{\text{oe}}}$为晶体管的输出阻抗。参数${\displaystyle h_{\text{oe}}}$通常相当于双极性晶体管的输出导纳，使用时需要通过对它求倒数转换为阻抗。

${\displaystyle h}$参数模型中采用小写字母下标的电学量表示它们为交流的，这意味着${\displaystyle h}$模型完全可以用来分析双极性晶体管在较高频率时的性质。对于直流的情况，则采用大写字母来标示这些参数。