Transcript 上式中
3.1 双极晶体管的基础 1、双极型晶体管的结构 由两个相距很近的pn结组成： 另一侧称为集电区和集电极， 一侧称为发射区，电极称为发射极， 双极型晶体管的结构示意图如图所示。 用E或e表示（Emitter）；用C或c表示（Collector）。 它有两种类型:npn型和pnp型 c-b间的pn结称为集电结(Jc) e-b间的pn结称为发射结(Je) 中间部分称为基区，连上电极称为基极， 用B或b表示（Base）； 2020/4/23 两种极性的双极型晶体管 双极型晶体管的符号在图的下方给出，发射极 的箭头代表发射极电流的实际方向。 从外表上看两个N区,(或两个P区)是对称的，实 际上发射区的掺杂浓度大，集电区掺杂浓度低，且 集电结面积大。基区要制造得很薄，其厚度一般在 几个微米至几十个微米。 2、偏压与工作状态 定义电压参考方向： PNP 管： VEB VE VB , VCB VC VB NPN管： VBE VB VE , VBC VB VC 根据两个结上电压的正负，晶体管可有 4 种工作状态： E结 C结 工 作 状 态 ＋ － 放大状态，用于模拟电路 ＋ ＋ 饱和状态，用于数字电路 － － 截止状态，用于数字电路 － ＋ 倒向放大状态 3、少子分布与能带图 p n 放大状态： p nPE0 截止状态： nPE0 p n p pPB0 p nPE0 n pPB0 p 倒向放大状态： nPC0 pPB0 nPE0 饱和状态： p n pPB0 p nPC0 nPC0 nPC0 4、NPN 晶体管在 4 种工作状态下的能带图： NPN 晶体管在平衡状态下的能带图： N EC EF EV P N NPN 晶体管在 4 种工作状态下的能带图： 放大状态： EFE EFB qVBE 饱和状态： 截止状态： 倒向放大状态： EFC EFB qVBC 3-2 均匀基区晶体管的放大系数 3.2.1 晶体管的放大作用 3.2.2 注入效率 3.2.3 基区传输系数及电流放大系数 3.2.1 晶体管的放大作用 1) 引言 均匀基区晶体管：基区掺杂为均匀分布。少子在基区中主 要作扩散运动，又称为 扩散晶体管。 缓变基区晶体管：基区掺杂近似为指数分布，少子在基区 中主要作漂移运动，又称为 漂移晶体管。 2）晶体管起放大作用在结构上必须满足两个基本条件： （1） 基区必须很薄，即WB << LB ； （2） 发射区的杂质总量远大于基区，当WE 与WB 接近时， 即要求 NE >> NB 。 3）载流子的传输及电流放大系数的定义 晶体管放大电路有两种基本类型，即 共基极接法 与 共发射 极接法 ，下面为共基极接法。 E B IE P NE N NB IB P NC IC C B 忽略势垒区产生复合电流， 处于放大状态的晶体管内部的 各电流成分如下图所示： I pE I pC I pr I nE I nr I E I pE I nE , I B I nE I nr , I C I E I nE I nr ICBO I pE I pC I pr I nE I nr 从 IE 到 IC ，发生了两部分亏损： InE 与 In r 。 要减小 InE ，就应使NE >> NB ； 要减小In r ，就应使WB << LB 。 E B IE P N NE P NB NC IB IC C B 定义：发射结正偏，集电结零偏时的 IC 与 IE 之比，称为 共基极直流短路电流放大系数，记为α，即： IC IE VEB 0 , VCB 0 共发射极接法： P B IB IC C N P IE E E 定义：发射结正偏，集电结零偏时的 IC 与 IB 之比，称为 共发射极直流短路电流放大系数，记为β，即： IC IB VEB 0 , VCB 0 根据 I B I E I C ，及 下关系： IC IE 的关系，可得β与α之间有如 IC IC I E I B I E I C I E 1 1 对于一般的晶体管，α= 0.950～0.995，β = 20～200 。 n p IF VE 4、共基极接法也能起放 大作用吗? n IR 共基极接法对电流 没有放大作用，但 对电压和功率都有 放大作用。 VC IC IE E rE αIE C rC B B RL dI C 1 dVC rc 5）电流放大系数中间参数的定义 定义：由发射结注入基区的少子电流 IpE 与总的发射极电流 IE 之比，称为 注入效率（或 发射效率），记为 ，即： I pE I pE IE J pE JE I pC I pr I nE I nr J pE J pE J nE 1 J 1 nE J pE 定义：基区中到达集电结的少子电流 IpC 与从发射结注入基 区的少子电流 IpE 之比， 称为 基区输运系数，记为β*，即： I pC J pC I pE J pE 由于空穴在基区的复合，使 JpC < JpE I pE I pC I pr I nE I nr 。 3.2.2 注入效率 定义：由发射结注入基区的少子电流 IpE 与总的发射极电流 IE 之比，称为 注入效率（或 发射效率）， I pE J pE J pE 1 记为 ，即： J nE IE JE J pE J nE 1 I pE I pC I pr I nE I nr J pE 1 J 1 nE J pE 当 WB << LB 及 WE << LE 时，有： J pE qDB qDB qVEB p B 0 p Bo exp 1 WB WB kT J nE qDE qDE qVEB n E ( 0) n Eo exp 1 WE WE kT 代入 γ 中得： 1 1 J DEWB nEO 1 nE 1 D W p J pE B E BO 1 1 DEWB N B DBWE N E 为提高 ，应使 NE >> NB ，即（NB /NE）<< 1 ，则上式 可近似写为： 1 DW N 1 E B B DBWE N E DEWB N B 1 DBWE N E 1 , N 1 1 , N E B 已知： qN q E E q B B 得： ， 代入 中， D W 1 DEWB E E B E B B DE 再利用爱因斯坦关系： B DB E kT q ，得： W 1 WB E E B 注意：DB 、DE 代表少子扩散系数，μB 、μE 代表多子迁移率。 利用 方块电阻 的概念， 可有更简单的表达式。方块电阻 表示一个正方形薄层材料的电阻，记为：R口 。 L W L 对于均匀材料： R口 L 1 LW W qNW 对于厚度方向（x方向）上不均匀的材料： R口 1 W q 0 N ( x )dx 对于均匀掺杂的发射区与基区，有： E R口E R口B1 WE B WB 代入前面得到的 公式 W 1 WB E E B 中，可将 表示为最简单的形式： R口E 1 R口B1 的典型值为：R口E 10 , R口B1 1000 , 0.9900 。 3.2.3 基区传输系数及电流放大系数 定义：基区中到达集电结的少子电流 IpC 与从发射结注入基 区的少子电流 IpE 之比， 称为 基区输运系数，记为β*，即： 由于空穴在基区的复合，使 JpC < JpE I pE I pC I pr I nE I nr 。 I pC J pC I pE J pE 1)用电流密度方程求基区传输系数 用连续性方程 pB ( x ) pBo d 2 pB ( x ) 0 2 2 求解基区非平 dx L p 衡载流子浓度 qV J pC J pE W x sinh B Lp EB pB (0) pB 0 exp 1 pB ( x ) pB (0) kT WB sinh L qVCB p pB (WB ) pB 0 exp 1 0 WB L p kT x pB ( x) pB (0) 1 W B 这里必须采用薄基区二极管的精确结果 ，即: sinh WB x LB p B x p B 0 sinh WB LB pB(x) pB(0) 近似式，忽略基区复合 精确式，考虑基区复合 0 J J pE qDB dp B dx pC qDB dp B dx x WB qDB p B 0 cosh WB LB , x 0 LB sinh WB LB qDB p B 0 1 x W LB sinh WB LB B 根据基区输运系数的定义，得： J pC J pE 1 WB cosh L B 再利用近似公式： sec h x 1 1 WB 2 LB 1 WB sec h L B 1 2 x 2 2 ( x 很小时），得： 2)利用电荷控制法来求β* 。 静态下的空穴电荷控制 J pr J pE J pC 方程为： JpE E B 0 QB B q pB (0) WB 2 B pB(x) pB(0) JpC C WB 0 另一方面，由薄基区二极管的 近似 公式： J pE q pB (0) WB 2 WB qDB p B 0 WB J pEWB 从上式可解出： pB 0 qDB ，代入 Jpr 中，得： x p B 0 J pEWB qDB 2 J pE J pC J pEWB q p B ( 0) W B 2 DB B 2 B J pC 1 WB J pE 1 2 LB 上式中， W 1 B 2 LB J pC J pE 1 WB 1 2 LB 2 2 J pE WB 2 LB 2 2 即代表了少子在基区中的复合引起的电 流亏损所占的比例。要减少亏损，应使WB↓，LB↑。 β＊的典型值：WB =1μm，LB =10 μm ，β＊= 0. 9950 。 3）基区渡越时间 b 定义：少子在基区内从发射结渡越到集电结所需要的平均 时间，称为少子的 基区渡越时间，记为 b 。 在 0 ~ b 期间，注入到基区的少子电荷为： QB b J pE b WB2 2 DB 将：QB qDB p B 0 1 qp B (0)WB , J pE WB 2 代入，得： 。因此 * 又可表为： WB2 WB2 b 1 1 1 2 L2B 2 DB B B 注意 b与 B 的区别如下： b QB QB ， J pE J pC B QB J pr * 1 b B 的物理意义： b 代表少子在基区停留的平均 b 时间， B 代表少子在单位时间内的复合几率，因而 B 就代表 b 1 少子在基区停留期间被复合的几率，而 则代表未复合 B 1 掉的比例，也即到达集电结的少子电流与注入基区的少子电流 之比。 4、表面复合的影响（自学） 4）电流放大系数与亏损因子 J pC J pE IC J C * J pE J E IE JE WB2 1 2 L2 B 1 上式中： 由 WB2 R口E 2 2 LB R口B1 1 R口E 1 R口B1 R口E WB2 1 2 L2B R口B1 ，称为 亏损因子。 ，可得： 1 1 WB2 R口E 2 L2 R口B1 B 1 §3-3 缓变基区晶体管的放大系数 以NPN 管为例，结电压为 VBE 与 VBC 。 基区杂质分布的不均匀会在基区中产生一个内建电场，使 少子在基区内以漂移运动为主，故缓变基区晶体管又称为 漂移 晶体管。 本节主要思路：令基区多子电流为零，解出基区内建电场 ，将其代入少子电流方程，求出 J nE , nB x 与 QB ，进而 Q B b 求出基区渡越时间 J nE ，最后求出： * 1 b B §3-3 缓变基区晶体管的放大系数 3.3.1 内建电场的形成 3.3.2 基区少子分布与少子电流 3.3.3 基区渡越时间与基区输运系数 3.3.4 注入效率与电流放大系数及影响因素分析 3.3.1 内建电场的形成 N 0 x jE P x jC N 杂 质 浓 度 分 布 图 N E x N B 0 N B x N B WB NC 0 0 x jE x jC N B x x WB x 设基区杂质浓度分布为： x N B ( x ) N B (0) exp W B 式中 η 是表征基区内杂质 N B 0 N B WB 0 变化程度的一个参数： N B (WB ) N B (0) exp ln N B x N B ( 0) N B (WB ) 当 η = 0 时为均匀基区。 在实际的缓变基区晶体管中， η = 4 ~ 8 。 WB x 小注入时，基区中总的多子浓度即为平衡多子浓度： pB ( x) pBO ( x) N B ( x) N B 0 令基区多子电流为零： J p qD p dpB ( x ) q p pB ( x ) dx N B WB 0 0 N B x 多子扩散 自建电场 WB 得内建电场为： 由于 加速场 。 Dp p dp B ( x ) 1 D dN B ( x ) 1 n pB ( x) dx n N B ( x) dx dN B 0 ， 0 dx ，故对电子起加速作用，称为 x 3.3.2 基区少子分布与少子电流 dnB q n nB dx J nE qDn J nE WB 0 N B dx qDn WB 0 Dn n dN B ( x) 1 N B ( x) dx d nB N B qDn nB (WB ) N B (WB ) nB (0) N B (0) qDn nB (0) N B (0) qVBC n B (WB ) n B 0 exp 1 0 kT J nE qDB nB 0 nB 0 WB 0 N B x dx J nE qDB nB 0 nB 0 WB 0 N B x dx WB 0 ni2 n B (0) N B (0) qVBE exp 1 kT N B dx qDn ni2 qVBE exp 1 kT 根据非均匀材料方块电阻表达式，缓变基区的方块电阻为： R口B1 1 WB q p 0 于是 JnE 可表示为： J nE N B dx qVBE qkT p n R口B1 n exp 1 kT 2 i 下面求基区少子分布 nB (x) : 在前面的积分中将下限由 0 改为基区中任意位置 x ，得： J nE qDn nB ( x) N B ( x) WB x 由上式可解出 nB (x) 为： nB ( x) J nE qDn N B ( x) WB x N B dx x N B ( x ) N B (0) exp W B N B ( x)dx 1 x WB J nEWB 1 exp nB ( x) qDn 1 x WB J nEWB 1 exp nB ( x) qDn 纵轴： qDB nB J nEWB x 对于均匀基区： lim nB 0 x x 横轴：W B J nEWB x x 1 n 0 1 B qDn WB W B 3.3.3 基区渡越时间与基区输运系数 2 2 q nB x dx QB W 1 e B 0 b J nE Dn 2 J nE WB 1 e 2 WB 0 nB x dx WB2 b DB 1 对于均匀基区， QB q lim b 0 WB2 2 DB 当 较大时，上式可简化为： b WB2 2 1 1 2 DB 2 1 3，10 ，14 ， 6， 8 时， 1 当 4， 分别为： 8 36 64 明 由于内建电场的存在使少子的渡越时间大为减小。 这表 WB2 b DB 1 e 2 1 进一步可求得基区输运系数 * 为： 2 W 1 b 1 B2 B LB 3.3.4 注入效率与电流放大系数 1）注入效率 已知从发射区注入基区的电子电流为： qVBE J nE qkT n p R口B1 ni 2 exp 1 kT 类似地可得从基区注入发射区的空穴电流为： qVBE J pE qkT n p R口E ni 2 exp 1 kT 1 1 , R 口 E 上式中：R口B1 WB WE q p N B dx q n N E dx 0 0 于是可得缓变基区晶体管的注入效率为： J nE J nE JE J nE J pE 1 1 J pE J nE R 1 1 口E R R口B1 1 口E R口B1 2）电流放大系数： R WB2 1 2 口E 1 LB R口B1 2 R口E 1 WB 1 1 LB R口B1 1 3） 小电流时 的下降 实测表明， 与发射极电流 IE 有如下图所示的关系。 原因：发射结正向电流很小时，发射结势垒区复合电流 JrE 的比例增大，使注入效率下降。当 JrE 不能被忽略时有： 上式中： J nE J nE JE J nE J pE J rE 1 1 x N J rE qVBE d E exp J nE 2 LB ni 2 kT R口E J rE R口B1 J nE 当电流很小，即 J rE VBE 很小时， J nE 很大，使 很小，从而 很小。 随着电流的增大， 时，有： J rE J nE 减小，当 1 当电流继续增大到 J rE J nE J rE 1 但仍不能被忽略 J nE R口E J rE R口B1 J nE 可以被忽略时，则有： 1 R口E R口B1 当电流很大时， 又会开始下降，这是由于大注入效应和 基区扩展效应引起的。 4）重掺杂的影响 重掺杂效应：当 NE 太高时，不但不能提高注入效率 ， 反而会使其下降，从而使 和 下降。 原因：发射区禁带宽度变窄 与 俄歇复合增强。 (1) 禁带变窄 EC EG E C EG EG EV EV 对于室温下的 Si ： EG NE 22.5 18 10 1 2 3q E G [meV ] 16 s q NE kT s 2 1 2 发射区禁带变窄后，会使其本征载流子浓度 ni 发生变化： E 2 niB N c N v exp G kT E 2 niE N c N v exp G , EG EG 2 2 n exp niB , iB kT kT qVBE 2 J nE qkT p n R口B1 niB exp 1 , kT 发射区禁带变窄 qVBE 2 J pE qkT p n R口E niE exp kT 2 J pE R口E niE R EG 2 口E exp J nE R口B1 niB R口B1 kT 发射区本征载 流子浓度增加 1 J pE J nE 1 1 , , R口E EG exp R口B1 kT 基区向发射区注 入的电流增加 注入效率减小 1 J pE J nE R口E 当NE 增大时， R口B1 1 E G exp 增加， 减小， kT 而先增大。但当 NE 超过（1 从而导致 与 R口E EG exp R口B1 kT 随NE 增大 5） 1019 cm 3 后， 反而下降， 的下降。 (2) 俄歇复合增强 NE E LE J pE DE 5）异质结晶体管（HBT） 选择不同的材料来制作发射区与基区，使两区具有不同的 禁带宽度，则有： 同 1 R口E R口B1 异 1 R口E E G exp R口B1 kT 上式中，EG EGB EGE ，当 EGE EGB 时，EG 0 ， 则： EG exp 1 kT 异 同 §3-4 晶体管的电流电压方程 本节以缓变基区NPN 管为例，推导出在发射结和集电结 上均外加任意电压时晶体管的电流电压方程。电流的参考方向 和电压的参考极性如下图所示。 - VCE + E IE - VBE N+ + P IB B N IC - + VBC C 推导电流电压方程时，利用扩散方程的解具有线性迭加性 的特点：方程在 “边界条件1” 时的解n1(x) 与在 “边界条件2” 时的解n2(x) 的和[n1(x) + n2(x)]，等于以 “边界条件1与边界条 件2的和” 为边界条件时的解n (x) 。 n1 ( x) n2 ( x) n( x) n1 ( x) 0 VBE 0, VBC 0 WB n2 ( x) VBE 0, VBE 0, VBC 0 VBC 0 §3-4 晶体管的电流电压方程 3.4.1 电流电压方程 3.4.2 输出特性曲线 3.4.3 几种反向电流的小结： 3.4.4 基区宽变效应——厄尔利效应 1、集电结短路 ( VBC = 0 ) 时的电流 3.4.1 电流电压方程 I nE AE WB 0 I pE AE I E I nE I pE qVBE exp 1 kT N B dx qDB ni2 qVBE exp 1 kT N E dx qDE ni2 WE 0 D AE qni2 WB B N B dx 0 qVBE exp 1 kT N E dx DE WE 0 qVBE AE qkT n p ni2 R口B1 R口E exp 1 kT qVBE I ES exp 1 kT 上式中，IES 代表发射结反偏，集电结零偏时的发射极电流， 相当于单独的发射结构成的PN 结二极管的反向饱和电流。 于是可得三个电极的电流为： IE qVBE I ES exp 1 kT qVBE I C I E I ES exp 1 kT qVBE I B I E I C (1 ) I ES exp 1 kT 2、发射结短路 ( VBE = 0 ) 时的电流 把发射区当作 “集电区” ，把集电区当作 “发射区” ， 就得到一个 倒向晶体管，发射结短路就是倒向管的 “集电结短 qVBC 路” ，故可得： I C I CS exp 1 kT qVBC I E R I CS exp 1 kT qVBC I B (1 R ) I CS exp 1 kT 上式中， ICS 代表集电结反偏，发射结零偏时的集电极电流， 相当于单独的集电结构成的PN 结二极管的反向饱和电流。 αR 代 表倒向共基极直流短路电流放大系数，通常比α小得多。 3、 电流电压方程 将上述两种偏置条件下得到的电流相加，即可得到发射结 和集电结上均外加任意电压时晶体管的电流电压方程。 由于三个电流之间满足 IE = IC + IB ，三个电流中只有两个 是独立的。如果选取 IE 与 IC ，所得为共基极电流电压方程， 也称为 “埃伯斯－莫尔方程 ” ： qVBC qVBE I E I ES exp 1 I exp 1 R CS kT kT qVBC qVBE I C I ES exp 1 1 I CS exp kT kT 如果选取 IB 与 IC ，所得为共发射极电流电压方程： qVBC qVBE I B (1 ) I ES exp 1 ( 1 ) I exp 1 R CS kT kT qVBC qVBE I C I ES exp 1 I exp 1 CS kT kT 正向管与倒向管之间存在一个 互易关系： I ES R I CS 3.4.2 输出特性曲线 1、共基极输出特性 以输入端的IE 作参变量，输出端的IC 与VBC 之间的关系。 E IE N+ B P N IC - C VBC + B 由共基极电流电压方程： qVBC qVBE I E I ES exp 1 1 R I CS exp kT kT qVBC qVBE I C I ES exp 1 I exp 1 CS kT kT 消去VBE ，得： qVBC I C I E (1 R ) I CS exp 1 kT qVBC I E I CBO exp 1 kT 上式中， I CBO (1 R ) I CS 当VBC = 0 时， I C I E 在放大区， VBC < 0 ，且当 | VBC | kT q 时，I C I E I CBO ICBO 代表发射极开路( IE = 0 )、集电结反偏 ( VBC < 0 ) 时的 集电极电流，称为共基极反向截止电流。 共基极输出特性曲线： I C I E I CBO 输出特性曲线形成得物理机制： 集电极电流的大小取决于载流子基区传输的速度和集电结 的收集速度中较慢的一个。当集电结电压较小时，收集速度相 对较慢，因此，电流随集电极电压得增加而略有增加，之后电 压继续增加，载流子在集电结空间电荷区得漂移速度达到饱和， 集电极电流就由扩散因素决定，与电压无关。 2、共发射极输出特性 以输入端的IB 为参变量，输出端的 IC 与VCE 之间的关系。 C IC N IB B P VCE N E 由共发射极电流电压方程： E qVBC qVBE I B (1 ) I ES exp 1 1 (1 R ) I CS exp kT kT qVBC qVBE I C I ES exp 1 I exp 1 CS kT kT 消去VBE ，得： IC 1 IB I CBO qVBC exp 1 1 kT q(VBE VCE ) I B I CEO exp 1 kT 上式中： 或： I CEO I CBO (1 ) I CBO I CBO 1 I CEO 1 R I CS 1 q (VBE VCE ) I C I B I CEO exp 1 kT 当 VBC = 0，或VBE = VCE 时， I C I B 在放大区，VBC < 0 ，或VBE < VCE ， I C I B I CEO ICEO 代表基极开路 ( IB = 0 ) 、集电结反偏 ( VBC < 0 ) 时从 发射极穿透到集电极的电流，称为共发射极反向截止电流，或 共发射极穿透电流。 共发射极输出特性曲线： q (VBE VCE ) I C I B I CEO exp 1 kT 图中，虚线表示VBC = 0 ，或VCE = VBE ，即放大区与饱和区 的分界线。在虚线右侧，VBC < 0 ，或VCE >VBE ，为放大区；在 虚线左侧，VBC > 0 ，或VCE < VBE ，为饱和区。 3.4.3 几种反向电流的小结： (1) IES ：VBE < 0 、VBC = 0 时的 IE ，相当于单个发射结的 反向饱和电流。 (2) ICS ：VBC < 0 、VBE = 0 时的 IC ，相当于单个集电结的 反向饱和电流。 (3) ICBO ：VBC < 0 、IE = 0 时的 IC ，I CBO (1 R ) I CS 在共基极电路放大区中，I C I E I CBO qV I E I ES exp BE kT 1 R I CS 当发射极开路时，发射结 上存在浮空电势，它的存 在使ICBO不同于ICS qVBC exp kT 1 0 VBE kT ln 1 ＜0 q 浮空电势产生的原因： 发射极浮动电势是指当发射极开路，集电结处于反 偏时，发射极的对地电压。当集电结反偏时，集电 结抽取基区的电子（npn），一般情况下，WB＜＜ LB，因此少子浓度降低将延伸到发射结边界，从而 破坏了发射结原来的的平衡状态，引起电子从发射 区向基区扩散，发射区失去电子，缺少负电荷，因 此发射结处于反向偏置，即出现浮动电势。 ICBO ICS 1 R ICBO计 算公式 ICS的测试电路 ICBO的测 试电路 ICBO ICS 1 R I EBO I ES 1 R + PN结的反向电流由扩 散电流和产生电流构 成，产生电流不遵守 该关系式，只是一个 PN结的反向电流。 ICEO ICBO 1 + ICEO计算公 式 ICEO较ICBO大β倍的原因 = 物理机制： 当基极开路时，集电结得 反向电流ICBO流入基区，起到 基极电流得作用，引起发射区 注入增加，根据集电极电流与 基极电流的关系就有上面表达 式的产生。 3.4.4 基区宽变效应——厄尔利效应 在共发射极放大区，由前面的公式，IC =βIB + ICEO , IC 与 VCE 无关。但在实际的晶体管中，IC 随VCE 的增大会略有增大。 原因：当VCE 增大时，集电结反偏增大（VBC = VBE - VCE）， 集电结耗尽区增宽，使中性基区的宽度变窄， 基区少子浓度分布 的梯度 | dn | dx 增大，从而使IC 增大。这种现象即称为 基区宽变效 应，也称为 厄尔利效应。 np（x） N P N x 0 W'B WB 0 W'B WB 当忽略基区中的复合与 ICEO 时， I C I nE AE WB 0 I C VCE VBE qVBE exp 1 kT N B dx qDB ni 2 dWB 1 qVBE 2 AE qDB ni exp N B (WB ) 1 W 2 B kT dV CE N B dx 0 IC 1 WB 0 IC 1 VA ro N B dx N B (WB ) dWB dVCE 上式中： WB VA 0 WB N B dx dWB N B (WB ) dV CE 0 N B dx N B (WB ) dx dB dVCE 称为 厄尔利电压 。 ro VCE V A I C IC ，称为 共发射极增量输出电阻。 2 NC xdB s VCE q N B N B N C 中的部分，即 x p 。 1 2 ，为集电结耗尽区进入基区 如果假设 I C 0, VCE dx dB 0 dVCE ，则无厄尔利效应，VA 此时 IC 与VCE 无关。 dx dB 实际上， dV 0 ，故VA 与 r0 CE WB I C 均为正的有限值，VCE 0 对于均匀基区，0 N B dx N BWB , 或： V A , r0 , 2WBVCE WB , dxdB x dB d VCE VA WB , dWB dVCE 可见，为减小厄尔利效应，应增大基区宽度WB ， 减小集 电结耗尽区在基区内的宽度 xdB ，即增大基区掺杂浓度 NB 。 VA 的几何意义： §3-5 晶体管的反向特性 1、发射极开路，基极-发射极 反向击穿电压，记为BVCBO BVCBO即为集电结的雪崩击穿 电压，当M → ∞ 时的集电结电压。 已知 PN 结的雪崩倍增因子 M 可以表示为： 1 M 1- xd 0 i dx 它表示进入势垒区的原始电流经雪崩倍增后放大的倍数。 在工程实际中常用下面的经验公式来表示当已知击穿电压 时 M 与外加电压之间的关系： M 锗PN 结: 1 V 1 V B S = 6 (PN+) S = 3 (P+N) 共基极连接对基极 -发射极反向击穿 电压的影响。 E B IE S 硅PN 结: N+ P S = 2 (PN+) S = 4 (P+N) N IC VBC -C +B 输入电流越大，基极-集电极雪崩击穿电压越小： 对于晶体管，在共基极接法的放大区中， I C I E I CBO ， 当发生雪崩倍增效应时，I C 成为： I C M I E M I CBO AI E I CBO 2、基极开路，发射极-集电极反向击穿电压，记为BVCEO ICEO ICBO 1 I CEO N I CBO MI CBO I CEO 1 1M M 1 P N BVCEO ? 当 A M 1 时，即 代入M式中，得： M 1 V 1 CEO VB M 1 时， VCE BVCEO，将此关系 1 1 s BVCEO 1 BVCBO BVCBO s 1 I CEO～VCE 曲线中有时 IC 会出现一段 负阻区。图中， 负阻区 VSUS 称为维持电压。 原因： I CEO M I CBO 1 M ICEO VSUS BVCEO VCE 0 在击穿的起始阶段电流还很小， 在小电流下变小，使满 足击穿条件 M 1 的 M 值较大，击穿电压 BVCEO 也就较高。 随着电流的增大， 恢复到正常值，使满足 M 击穿电压也随之下降到与正常的 与 1 的M值减小， 值相对应的 使曲线的击穿点向左移动，形成一段负阻区。 BV CBO S ， 雪崩击穿对共发射极输出特性曲线的影响： V sus 思考题：发射极与基极间接有一定外电路时的C-E之间得 击穿电压 晶体管的各种偏置条件 BVCES 基极对发射极短路时的C-E间的击穿电压 BVCER基极接有电阻RB时的C-E间的击穿电压 BVCEX基极接有反向偏压时的C-E间的击穿电压 各种击穿电压的大小关系BVCEO< BVCER< BVCEX< BVCES< BVCBO 3、发射结击穿电压 集电极开路（IC = 0），发射极与基极之间加反向电压时的 IE 记为 IEBO ， 使IEBO → ∞ 时的发射极与基极间反向电压记为 BVEBO 。 在通常的晶体管中，NE > NB > NC ， 故 BVCBO 取决于NC ， BVEBO 取决于NB , 且 BVCBO >> BVEBO 。 4、基区穿通效应 1）基区穿通电压 当集电结上的反向电压增大到其势垒区将基区全部占据， WB’ = 0 时， IC 将急剧增大，这种现象称为 基区穿通，相应的 集电结反向电压称为 穿通电压，记为Vpt 。 N P 0 N WB ●穿通电压 VPT 的计算的计算： 集电结基区一侧的 2 N V V W qN N N 空间电荷区宽度等 于基区宽度时 qN N N V W 2 N 忽略Vbi S 1 2 C B bi B B C C B pt S pt B 2 B C 防止基区穿通的措施：提高WB和NB，这与防止 基区宽变效应一致，与提高电流放大系数相矛 盾。 2)基区穿通时的 BVCBO 基区穿通时的 BVCBO与Vpt是否相等？为什么？ BV CBO V pt BV EBO 在进行BVCBO的测试时，发射结上 存在浮空电势，它使其反偏，发生 穿通时，由于发射结反偏，所以并 未发生击穿，直到发射结达到击穿 电压才发生击穿。 3)基区穿通时的 BVCEO BV CEO V pt VF V pt VCE VCB V BE , V BE 正偏，当发生穿通时， VCB V pt , 因此只要 VCE 稍微增加一点，当 V BE 达到开启电压时， 就会发生电流急剧增加 的现象，产生击穿。 防止基区穿通的措施 ：增大 WB 与 NB 。这与防止厄尔利 效应的措施相一致，但与提高 放大系数 α 与 β 的要求相反。 在平面型晶体管中，NB > NC ，势垒区主要向集电区扩展， 一般不易发生基区穿通。但可能由于材料的缺陷或工艺的不当 而发生局部穿通。 IC 0 Vpt VSUS VCE § 3-6 基极电阻 已知 但 1 R口E , R口B1 要使 增加，应使 R口E 减小与 R口B1 增大。 R口E 的减小受重掺杂效应的限制，而 R口B1 的增大受厄尔利 效应与基区穿通的限制，此外 ，R口B1 的增大还会使基极电阻 rbb 增大，影响晶体管的功率、频率与噪声特性。以下的分析以 PNP 管为例分析基极电阻。 基极电流的流动情况 B E B 有源区内，由于边流动， 边复合及边向发射区注 入，基极电流逐渐减小， 在发射区中心处的基极 电流为零。 1、方块电阻和基极电阻的构成 对于均匀材料: R口 L 1 1 LW W W qNW 对于沿厚度方向 ( x 方向 ) 不均匀的材料: R口 1 W 0 dx 1 W q 0 Ndx 对于矩形的薄层材料，总电阻就是 R口 乘以电流方向上的 方块个数，即: R L L R口 (方块个数） R口 Wd d 晶体管中各个区的方块电阻分别为: x jE R口E WB R口B1 R口E 发射区： x jC R口B 2 1 q p x je o N E dx 有源基区： 指正对着发射区下方的在 WB = xjC - xjE 范围 内的基区，也称为 工作基区 或 内基区 。 R口B1 1 q n xjc xje , 或 R口B1 N B dx 1 q n WB 0 N B dx 无源基区：指在发射区下方以外从表面到 xjC 处的基区，也 称为 非工作基区 或 外基区 。 1 R口B 2 q n xjc 0 N B dx 基极电阻 rbb’ 由 4 部分组成 ： rcon rb (1) (2) (3) (4) rb rcb 内基区电阻 rb’ 内基区边缘到基极接触孔边缘下的电阻 rb 基极接触孔边缘到基极接触处的电阻 rcb 基区与基极金属的欧姆接触电阻 rcon rbb rb rb rcb rcon 2、 rcon 与 rb rcon C A rcon rb rb rb rbrcb rcon rcb rb 长 R口B 2 宽 式中 CΩ 为 欧姆接触系数，单位为 Ωcm2 ， 随半导体类型， 掺杂浓度及金属种类不同而不同，参见表 3-2 ( p .95 ) 。 通常掺 杂浓度越高， 则 CΩ 越小。 1）单基极条 E Se d B Sb P N P rcon rb C l Sb d R口B 2 l L 2）双基极条 在发射区左右对称地设置两个基极接触孔。 B d Sb E d Se rcon C 2l S b d rb R口B 2 2l B Sb L 3）圆环形基极条 4C ( d S2 d B2 ) rcon dr段上的电阻为： dr R口B 2 , 2r Se dB dS rb dB 2 se 2 R口B 2 dr 2r R口B 2 dB ln 2 Se 采用 等效电阻 的概念: 3、 rb’ 与 rcb 1）单基极条 总电流IB 在等效电阻rb’上消耗的 功率IB2rb’与分布电流Ib(y)在有源 基区消耗的实际功率Pb’ 相等。 分布电流为 Ib ( y) IB I b ( y) dy 段上的电阻为 dy 0 为： 于是有： y Se IB y, Se dy R口B1 , l I b ( y ) 在 dy 段电阻上消耗的功率 R I dy R口B1 ( B ) 2 y 2 口B1 dy l Se l Se S I R口B1 Pb ( B ) 2 y 2 dy I B2 e R口B1 0 Se l 3l I b2 ( y ) Pb 令: 得： Se 0 ( S I B 2 2 R口B1 ) y dy I B2 e R口B1 Se l 3l I B2 rb I B2 rb Se R口B1 3l Se R口B1 3l 为了降低 rcon 与 rcb ，通常在基极接触孔下进行重掺杂， 就是对部分无源基区进行重掺杂。 无源基区的方块电阻为: N B NE NB x R口B 3 jC R口B 3 q n X jC 0 NC N B dx 用类似于求 rb’ 的方法， IB y 0 1 Sb 得： rcb Sb R口B 3 3l 2) 双基极条 I b ( y) IB y, Se 1 Se 2 0 Pb 2 I B2 Ib ( y) IB 2 Se 2 0 Se 2 ( I B 2 2 R口B1 ) y dy Se l Se R口B1 12 l I B2 rb , y rb Se R口B1 12 l I b ( y) IB y, 2Sb Sb Pcb 2 ( 0 IB 2 Sb I R 6l 口B 3 I B2 rcb , 2 B IB 2 y 0 Sb y 0 I B 2 2 R口B 3 ) y dy 2Sb l Sb rcb Sb R 6 l 口B 3 3）圆环形基极 I b (r ) 4I B 2 r , 2 Se dr段上的电阻为 dr R口B1 , 2 r Se 2 Pb I b (r ) r 0 Se 2 Se 2 0 4 I B 2 2 R口B1 ( 2 r ) dr 2 r Se I B2 R口B1 8 I B2 rb , rb 1 R口B1 8 圆环形基极的 rcb 很小，可以忽略。 单基极条: rbb Se S C R口B1 d R口B 2 b R口B 3 3l l 3l lS b 双基极条: rbb Se S C R口B1 d R口B 2 b R口B 3 12l 2l 6l 2lS b 圆环形基极: d 4C rbb 1 R口B1 1 ln B R口B 2 8 2 Se ( d S2 d B2 ) 降低 rbb’ 的措施: （1）减小 R口B1 与 R口B2 ，即增大基区掺杂与结深， 但这会 降低 β ，降低发射结击穿电压与提高发射结势垒电容。 （2）无源基区重掺杂, 以减小 R口B3 和 CΩ 。 （3）减小 Se 、Sb 与 d ，增长 L ， 即采用细线条，并增加基 极条的数目， 但这受光刻工艺水平和成品率的限制。 3.7 电流放大系数与频率的关系 在实际运用中，晶体管大多数都是在直流偏压下放大交 流信号。随着工作频率的增加，晶体管内部各个部位的电 容效应将起着越来越重要的作用，因而致使晶体管的特性 发生明显的变化。如，电流放大系数将因为电容效应随频 率的增加而减小。 符号说明：以 、 、 和 分别表示高频小信号下的 发射结注入效率、基区输运系数和共基极与共发射极电流放大 系数，它们都是复数。对极低的频率或直流小信号，即 0 时，它们分别记为 0 、 0 、 0 和 0 。 电流、电压和电荷的符号（以基极电流为例）为： 总电流： iB I B ib 其中的直流分量： I B 其中的高频小信号分量：ib I b e j t , dib j I b e j t j ib dt 高频小信号的振幅： I b 3.7 电流放大系数与频率的关系 3.7.1 高频小信号电流在晶体管中的变化 3.7.2 发射结势垒电容充放电时间常数及交流发射结注入效率 3.7.3 基区渡越时间及基区输运系数与频率的关系 3.7.4 集电结耗尽区渡越时间及集电结耗尽区输运系数 3.7.5 集电结势垒电容充放电时间常数及集电极衰减因子 3.7.6 电流放大系数与频率的关系 3.7.1 高频小信号电流在晶体管中的变化 随着信号频率 f 的提高， 、 的幅度会减小，相角 会滞后。 lg lg lg f 晶体管的频率参数 截止频率 f： 共基极电流放大系数减 小到低频值的 1 2 所对应的频率值 截止频率 f ：共发射极电流放系数减 2 所对应的频率值 小到低频值的 1 特征频率fT：共发射极电流放 大系数为1时对应的工作频率 1 1 0 2 1 0 2 f f f f f fT 最高振荡频率fM：功率增益为1时对应的频率 f f M时， 功率增益K p 输出信号功率po ＝（ 1 0dB） 输入信号功率pi P 以PNP管为例， 入发射极的 ie 到流出 ipcc ie 集电极的 ic ，会发生 如下变化： Te vb e 0 i pe ie C De i pc i pe ic ic CTe CDe C i ie pe P ipe ipc ie 高频小信号电流从流 i c ie N i pcc i pc CTc x i pc i pcc dc ic i pcc C Tc ic d c 3.7.2 发射结势垒电容充放电时间常数及交流发射结注入效率 1、发射结势垒充放电时间常数τeb ie P re ie ie e N P CTe b 当暂不考虑从基区注入发射区的 ine（ 即假设 0 1 ）时， ie ie ie i pe ie ie i pe ine i pe i pe re 1 ie jCTe i pe 1 1 ie 1 j CTe re 1 j eb i pe jCTe re ie 再计入 0 后，得： 0 1 j eb 上式中，τeb = CTe re ，称为发射结势垒充放电时间常数。 发射结势垒电容的存在使交流发射结注入效率变小 3.7.3 基区渡越时间及基区输运系数与频率的关系 1、渡越时间τb 的作用 (1) 复合损失使 β 0* < 1 β 0* 的物理意义：基区中单位时间内的复合率为( 1/τB ) ， 少子在渡越时间τb 内的复合率为(τb /τB ) ，因此到达集电结的未 复合少子占进入基区少子总数 失对直流与高频信号都是相同的。 ，这就是 1 b β B0* 。这种损 (2) 时间延迟使相位滞后 对角频率为ω 的高频信号，集电结处的信号比发射结处在 相位上滞后 b ，因此在 βω* 的表达式中应含有子 e j b 。 * (3) 渡越时间的分散使 减小 2、由电荷控制法求 空穴的电荷控制方程为：i pe i pc ipe dq b qb dt B 基区 ipc qb 当暂不考虑复合损失时，可先略去复合项 。 B 已知在直流时有：I pc QB b i pc 假定上述关系也适用于高频小信号，即： qb qb b , 或 qb b i pc 代入略去 B 后的空穴电荷控制方程中，得： i pe i pc b di pc dt i pe (1 j b )i pc ， j b i pc i pc i pe 1 1 j b 0 再将复合损失考虑进去，得： 1 j b 上式可改写为： 0 1 2 b2 e j ( tg 1 b ) 一般情况下， 1 , b 1, tg 1 b b , 得： b 上式中， 1 0 0 1 2 b2 e j b b 1 代表复合损失， e B 代表τb1的分散使 2 b2 的减小。 * j b 代表相位的滞后， 3、 在复平面上的表示 0 OA jb 0 0 0* A tg b 1 1 j b OB 0 (1 j b ) △OPA与△OAB 相似，因此： a 0* b P | OA | 2 B | OP | , | OB | | OA | 2 OB 1 OP | OP | OB 0 (1 j b ) 2 2 2 OB | OB | 1 b | OP | | OA | , | OA | | OB | 0 1 j b 可见，半圆上 P 点的轨迹就是 。 4、延迟时间与超相移因子； 的精确式子 由于采用了 i pc q b 的假设而使 的表达式不够精确， b 因为这个假设是从直流情况下直接推广而来的。但是在交流情 况下，从发射结注入基区的少子电荷 qb ，要延迟一段时间后才 会在集电结产生集电极电流 ipc 。 m 计算表明，这段延迟时间可表为 1 m b , 式中 m 称为超 相移因子，或 剩余相因子，可表为： m 0.22 0.098 对于均匀基区，η = 0， m = 0.22 。 这样，虽然少子在基区内持续的平均时间是τb ，但是只有 其中的： b b b m b b b b m b 1 m 延迟时间 时间才对 ipc 有贡献，因此 ipc 的表达式应当改为: i pc qb q b b b 1 m 于是精确的 表达式应改写为： 0 1 j b 1 m e j m b 1 m 定义：当 | | 下降到 1 0 时的角频率与频率分别称为 2 输运系数 的 截止角频率 与 截止频率 ，记为 与 f 。 * 0 1 j e b j m b 1 m 1 m f 于是 又可表为： 0 e 1 j jm * 1 m 2 2 b 0 1 j 1 1 m b b jm f f e f f 5、 的精确式子在复平面上的表示 jm 0 e * 1 j 对于 OP来说，当频率趋于无 穷大时，其相角趋于-90度。但 对于OP 来说，将以螺旋式地 趋于O点。 0 精确式中的因子 1 j 因子 e jm * 的轨迹仍是半圆 P，但另一个 使点P 还须再转一个相角 m 后到达点P’ ，得到 的 OP 的轨迹，才是 的轨迹。 6、发射结扩散电容 C i pe i pc De 本小节从 CDe 的角度来推导 （近似式）。 Qe = dQE QE Qb = dQB C De x QB 0 由前面，假设 i pc WB qb b , dQ B dQ E dVEB dVEB q dQ B b dVEB v eb 即 qb i pc b , 代入CDe ，得： C De i pc b veb 当不考虑势垒电容与寄生的 rs 与gl 时，PN 结的交流小信号 等效电路是电阻 ie re 1 kT gD qI E ipe re e 与电容 CDe 的并联。 ie ie ipc CDe b v eb 流过电阻 re 的电流为： ie re 流过电容CDe 则 ipe 的电流为： ie C De 可表为：i pe ie ie dv eb j C De v eb dt veb (1 j C De re ) ie (1 j C De re ) re ie e ipe re ie ipc ie CDe b 当暂不考虑基区复合损失时，ie i pc ，而 ie 则在e、b 之间 1 流动而对 ipc 无贡献，因而：i pc ie i pe i pe 1 j C De re i pc b qb i 上式中， C De re re re e b b v eb v eb ie 0 再计入复合损失后得： 1 j b 这与不含超相移因子的 的近似式完全一致。 3.7.4 集电结耗尽区渡越时间及集电结耗尽区输运系数 1、集电结耗尽区延迟时间τd 当基区少子进入集电结耗尽区后，在其中强电场的作用下 以饱和速度 vmax 作漂移运动，通过宽度为 xdc 的耗尽区所需的 时间为： t x dc v max 当空穴进入耗尽区后，会改变其中的空间电荷分布，从而 改变电场分布和电位分布，这又会反过来影响电流。 qc ipc ipcc N P xdc 当少子以有限速度通过空间电荷区时，将在空间电荷区前 后感应出电荷，也改变了电荷区的电场分布。运动电荷在 其所在处产生徙动电流，在其前后产生位移电流，在耗尽 区外产生传导电流。 少子渡越集电结耗尽区的时间，是否是集电结耗 尽区延迟时间呢？（即电流的延迟时间） xdc t vmax 电荷面密度Q1 圆柱体表面 s E dA A dx 柱面上无电力线 s E f Eb dx Eb Ef 基区 0 速度vmax x V E f 集电区 xdc x xdc x Eb x 0 Eb Ef dx xdc x s xdc dx x s xdc 电荷面密度Q1 Eb Eb s s t t dx x dx vmax xdc t xdc Ef 基区 0 E f 速度vmax x 0, t i pc t AC vmax 集电区 电场强度的变 化产生位移电 流 xdc x A dx di pcc C vmax xdc x i pc t vmax x x, t 0, t vmax AC vmax 位移电流在xdc 处转化为传导电流 x i pc t vmax x, t AC vmax x, t i pc t AC vmax i pc I pce j e i pcc vmax x, t dx 1 e j t j t 0 xdc j t 1 e i pc j t di pcc 在耗尽区内 进行积分 x xdc AC vmax jt i pcc i pc e j t 2 ωτd〈〈1 AC dx vmax xdc sinh t 2 sinh j t j 2 e 2 t j e 2 j t e j d d d t i pcc i pc 2 xdc 2vmax 1 1 j d d i pcc i pc 1 1 j d d t 2 xdc 2vmax 由于是由引起的耗尽层运动 载流子在耗尽层内运动时，在 电荷在时间 t内的平均表现，耗尽层外的中性区会产生感应 电流，因此延迟时间缩短了。 因此其瞬时值随时间变化的 波动被削弱 3.7.5 集电结势垒电容充放电时间常数及集电极衰减因子 N P c’ ic c CTc rcs vcb= 0 b 当电流 ic 流经集电区体电阻 rcs 时，产生压降 ic rcs 。虽然 vcb = 0 ，但本征集电结上（c’ 与 b 之间）却有压降： vcb vcc vcb ic rcs 图中c’ 为紧靠势垒区的本征集电极，或称为内集电极。v c’b 将会对 CTc 进行充放电，充放电电流为： icc CTc dvcb dic CTc rcs j CTc rcs ic dt dt 总的集电极电流为： ic i pcc icc i pcc j CTc rcs ic ic (1 j CTc rcs ) i pcc c ic i pcc 1 1 1 j CTc rcs 1 j c 上式中， τc = CTc rcs ，为集电结势垒电容经集电区的充放 电时间常数。 3.7.5 电流放大系数与频率的关系 1、共基极短路电流放大系数及其截止频率 ic ie i pe i pc i pcc ic vcb 0 ie i pe i pc i pcc 0 e jm ' (1 j eb )(1 j b )(1 j d )(1 j c ) b 上式中： 0 0 eb CTe re CTe b 0 R口E WB2 1 ， 2 R口B1 LB kT ， qI E WB2 CDe re , 2 DB d b b b 1 m 1.22 0.098 xdc t , c CTc rcs 2 2vmax , 当 ( eb b d c ) 1 时， 0 e jm 1 j ( eb b d c ) b 0 e j ( m b 1 2 1 d c ) b ( eb b d c ) 2 0 e j ( 2 eb eb 1 2 1 2 b d c ) ( eb b d c ) 2 令 ec eb b d c ，称为 信号延迟时间，表示信号 从发射极到集电极总的延迟时间，则 αω 可写为： 0 e j m 1 j ( ec m b ) b 0 e j 1 2 ec ( ec m b ) 2 1 2 由上式可见，在直流或极低频下， 0， 0 ，相角 = 0。随着频率的提高， 的幅度 | | 下降，相角滞后 ec 。 定义：当 | | 下降到 1 0 2 时的角频率和频率分别称为 的截止角频率 和 截止频率，记为 和 f ： eb 1 1 b d c ec m b f 1 2 2 ( ec m b ) 下面讨论两种情况： (1) 对截止频率不是特别高的一般高频管，例如 fa << 500 MHz 的晶体管，基区宽度 WB 1m, 此时 b ( eb d c ) ， eb b d c b , 的频率特性主要由 jm WB 和 决定，即： 0 e jm ' e 1 0 , 1 j b b 1 j b 这时 与 的区别仅在于用 0 0 0 代替 0 。 （2） 对 fa > 500 MHz 的现代微波管，WB 1m, τb 只占τec中 很小一部分， m b 就更小了，因此，可忽略 0 0 1 j ec 1 j 1 ec eb 1 b d c m b ，得： 2、共发射极短路电流放大系数及其截止频率 ic 已知： ib v 0 1 cb 0 e jm 将 1 j ( ec m b ) 代入，得： b 0 e jm 1 1 0 e jm 1 j ( ec m b ) 1 0 e jm b b b 若忽略 m b ，得： 0 1 j 0 ec 定义：当 | | 下降到 1 0 2 时的角频率和频率分别称为 的截止角频率 和 截止频率，记为 和 f ： 0 1 j 0 ec f 1 0 ec 1 20 ec 这时 βω 又可表为： 0 1 j 0 f 1 j f 与 的关系： 在忽略 m b 的情况下， 所以有： 1 1 , ec m b ec 0 f f 0 f 3、 随频率的变化；特征频率 fT 已知： 0 f 1 j f 当 f f 时， 当 f f 时， 0 f j f 当 f f 时， 0 ，为实数，相角为零 0 ， 1 j 0 f j f 0 2 ，相角 45O ； ，为纯虚数， 0 f f , 相角 = - 900 。所以在此频率范围内， ic 比 ib 滞后 900，且 | βω |与 f 成反比，即 按频率每加倍，| βω | 减小一半。由于功率正比于电 流平方，所以 频率每加倍，功率增益降为 1/4 。 定义：当 | | 降为 1 时的频率称为 特征频率 ，记为 fT 。 由 | 因 | f 0 f fT 1 可解出: fT 0 f 1 20 ec , fT 所以 fT 可表为： 1 2 ec 1 2 ( eb b d c ) 当忽略 m b 时，有： f T f 对于 fa << 500 MHz 的晶体管，τec 中以τb 为主，这时: fT 1 2 b fT 的测量： 实际测量 fT 时，不一定真的测到使 | |下降为1 时的频率， 而是在 f f f T 的条件下测量 据 | | 0 f f fT f | （可以大于1），然后根 | ，即可得到： f T | | f , ( f f fT ) 由于上式，fT 又称为晶体管的 增益带宽乘积。 高频管的工作频率一般介于 fβ 与 fT 之间。 对 fT 有影响的还有其它一些次要因素，如 发射区延迟时间： e x 2je 2 0 DE ec e eb b d c bc 对 b 的修正： b WB 1 e v max Jp WB q qvmax b Jp p Jp qvmax Jp qvmax WB vmax WB q 积累超量 储存电荷 的时间 b CTC 中还应包括延伸电极的寄生电容，等等。 WB 1 e vmax 缓变基区 晶体管 4、高频晶体管的 fT 与τec fT 1 2 ec xdc WB2 ec eb b d c reCTe rcsCTc DB 2vmax re kT , qI E rcs c dc AC 例：某C 波段低噪声小信号晶体管，具有如表 3-4（p. 142） 所示的设计参数(陈星弼 张庆中 陈勇 著 微电子器件 第三版）。 经计算可得： ec (3.9 2.8 7.5 0.8) 10 12 s 15.0 ps fT 1 2 ec 1.06 1010 HZ 10.6GHZ 由于忽略了一些次要因素，实际的 fT 可能只有 7 GHz 左右。 在上例中，WB b 0.1m, 这时 18.7% 。 如果W 增 B ec 大到 1 m，其余参数不变，则： b 278 ps , fT 1 2 ec ec 290 ps , b 95.9%, ec 549 MHZ 当WB 较大， fT 较低时，提高 fT 的主要措施是减小WB 。 但当WB 已很小时，仅仅靠减小WB 来提高 fT 的作用就开始减弱。 特别是当 WB < 0.1 m 后，再减小 WB 几乎对提高 fT 不起多少 作用，反而产生诸如提高 rbb’ ，降低 VA 等副作用。 小结： 0 e jm 1 j ec m b b 1 f • 2 ( ec m b ) 1 fT • 2ec fT • f , f ＜f＜fT fT • f 0 f 0 1 j 0 ec 1 20 ec 0 1 j f f §3-8 功率增益和最高振荡频率 1、 交流小信号电流电压方程 推导电流电压方程与 Y 参数的步骤：先利用电荷控制方程 得到 “ i ～ q ” 关系，再推导出 “ q ～ v ” 关系，两者结 合即可得到 “ i ～ v ” 方程。 本节以均匀基区 NPN 管为例。 下面先列出一些推导中要用到的关系式： I C I nC b re C De , re QB b , I nr C De b re QB B , （并推广到高频小信号） qb dQ B , dVBE v be v dVBE kT 1 be , dI E ie qI E gm I C I 1 C , VCB VA r0 VA ie 1 1 WB WB VCB v be , re 1）小信号下的电荷控制模型 ( i ～ q 关系 ) 晶体管中的各种电荷： ie qTe qTe qTc qTc e c qb qe vbe ib b ic vcb 参考方向：电流均以流入为正，结电压为 Vbe 和 Vcb 。 基极交流小信号电流 ib 由以下六部分组成： ie e qTe qTc qTe qe qTc c qb vbe ic ib b vcb (1) 补充与基区少子复合掉的多子的电流 qb ; B (2) 由基区注入发射区的 ipe ，这些电荷在发射区中与多子 q 相复合，故可表示为 e ; E dqTe (3) 当VBE 变化时，对CTe 的充电电流 dt ; dq (4) 当VCB 变化时，对CTc 的充电电流 Tc ; dt (5) 当qB 变化时，对 CDe 的充电电流 (6) 当qE 变化时引起的电流 dq e 。 dt dq b ; dt 这部分电流可以忽略。 所以基极交流小信号电流 ib 可以表为： ib qb B qe E d ( qTe qTc ) dqb dt dt 其中基区少子的小信号电荷 qb 又可分为由Vbe 引起的 qb ( E ) 和由 Vcb 引起的 qb ( C ) 两部分。 集电极交流小信号电流 ic 由以下三部分组成： ie e qTe qTc qTe qe qTc c qb vbe ib b ic vcb (1) 从发射区注入基区，并渡越过基区后被集电结收集到的 i nc qb b ; (2) 当VCB 变化时，对CTc 的充电电流 dqTc ; dt (3) 当VCB 变化时，引起 qb ( C ) 变化时所需的电流 所以： ic qb b dqb C dqTc dt dt dqb C 。 dt 2）交流小信号电流电压方程 再来推导 “q ～ v ” 关系： qe dQE QE QE dVBE vbe VBE VBE 上式中： QE I pE E I E I nE I E E (1 ) I E E IE 故得： qe (1 ) E v dI E vbe (1 ) E be dVBE re qb dQ B Q B Q B dVBE dVCB VBE VCB Q B Q B v be v cb VBE VCB qb E q b C 上式中的 qb ( E ) 实际上就是 CDe 上的电荷，即： qb E C De vbe Vbe 增加时，qb ( E ) 增加。 qb E 0 WB x 将 QB b I C 与 b WB2 2 DB 代入 Q B VCB 中，得： I C b I QB 2WB WB b IC b C IC VCB VCB VCB VA 2 DB VCB b IC 1 WB 2 b I C VA WB VCB b 所以： IC IC 2 b b V VA A IC 1 re C De VA r0 qb C re C De vcb r0 Vcb 增加时，qb ( C ) 减少。 qb C 0 WB x 于是得到各 “q ～ v ” 关系为： qe (1 ) E vbe re qb qb E qb C C Devbe qTe CTe vbe qTc CTc vcb re C De vcb r0 将以上 qe、qb、qTe、qTc 代入 ib 中，并经整理和简化后得： ib qb B qe E dqb d ( qTe qTc ) dt dt dvbe dvcb 1 1 vbe C vcb C r dt r dt 1 r j C 上式中： 1 vbe r j C r o re , C C De CTe , re r o ro , C C De CTC , ro v cb 下面推导 ic ： ic qb b dqb C dqTC dt dt QB 上式中，必须将 b 看作一个整体，即 d ，它 b b qb qb （ ） ( v v 也分为与 be有关的 E 和与 cb有关的 ) C ，即： qb qb b qb b b QB QB b QB b d dV dVCB BE VBE VCB b I C 1 QB vbe vcb b VBE VCB C De b vbe IC 1 1 vcb vbe vcb VA re r0 上式的其余两项为： dqTC dv cb CTC dt dt dqb C r dv cb e C De dt ro dt 代入 ic 中，并经整理后得： ic dv cb 1 1 v be v cb C re ro dt g m vbe 1 r j C o v cb 以上所得到的 ic 、ib 表达式，与直流小信号共发射极电流 电压方程相比，仅仅多了电容 Cπ 与 Cμ 。 当用小信号振幅来表示时，可得晶体管的共发射极交流 小信号电流电压方程为： Ib 1 r j C 1 Vbe r j C 1 I c g mVbe r j C o Vcb Vcb 再由 I e I b I c 的关系，可求出 Ie ，并考虑到： 1 g m r 1 1 r ro 从而可得共基极交流小信号电流电压方程为： I e g m j C Vbe I c g mVbe 1 r j C o 1 Vcb ro Vcb 2、混合π 等效电路 根据共发射极交流小信号电流电压方程： Ib 1 r j C 1 Vbe r j C 1 I c g mVbe r j C o Vcb 可得原始的共发射极交流小信号等效电路： Vcb 电路的转化： c、e 之间的 jω CμVcb和e、b 之间的 jω CμVcb可以转化为 c、b 之间的 jω CμVcb ，又由于此电流正比于 c、b之间的电压Vcb ，所以这实际上是 c、b 之 间的电容 Cμ 。 C C C De CTe r re C CTC ro De C De、CTe 和 CTC 的意义很明显 ， e C De 表示V 变化时，通过 ro cb WB 的变化而引起的 qb C 的变化。 Vcb r0 Vcb 1 r0 1 r 1 r Vcb Vce Vbe Vcb 1 r0 1 r Vce Vbe 1 r0 1 r （g m 电路的简化： 1 1 1 1 ） g m , ( ) 1 ro ， 再考虑到 r ro ro r 基极电阻 rbb’ 和 c、b 之间的寄生电容 Csc 后得： 上图中： VA kT re , r 0 re , ro , r 0 ro , g m 1 , qI E IC re C C De re CTe , C C De CTC ro 以上等效电路中因未包括τd 与τc 的作用，因此只适用于 fT << 500 MHz 的一般高频管。 上面的等效电路中有两个 r 与C 的并联支路，所以若要作 进一步的简化，则在不同的频率范围内有不同的简化形式。对 于 r 、C 的并联，当频率较低时可忽略 C ，当频率较高时可忽 略 r 。分界频率为： f 1 2 r C f 1 2 r C 将 rπ 与 C π 代入 f π 中，得： f 1 1 1 f 20 re (C De CTe ) 20 ( b eb ) 20 ec 例：一个 0 58 ，偏置于 VCE 10V , I C 10mA 的高频 晶体管，其混合π 参数为： re 2.6, ro 17 k, r 150, r 98k, C 200 pF , C 6 pF , rbb 100 经计算可得 ： f f 5.3MHz , f 27 KHz , f T 307 MHz 。 当 f f 27 KHz 时，C 与 C 均可略去； 当 f f f 时，C 与r 可以略去； 当 f f 5.3MHz 时，r 与 r 均可略去。 3、T 形等效电路 略去混合π等效电路中的 ro 与 Csc ，再改画成共基极形式， 并将电流源方向倒过来，将 gmVb’e 写成 gmVeb’ ，得到： 将 e、c 之间的电流源转换成 e、b’ 之间和 b’ 、c 之间的 两个电流源，其中 e、 b’ 之间的电流源是电阻 re 1 gm 。 再对 b’ 、c 之间的电流源 gmVeb ’ 进行转换： g mVeb I e1 1 re Ie Ie 1 re 1 r j C 1 re r j re (C De CTe ) Ie Ie 0Ie 1 1 0 j ( b eb ) 1 0 j ec 1 j 0 ec 0 I e I e 1 j ec 再略去 r ，得共基极 T 形等效电路： 将 e 、b 位置互换，可 得到共发射极等效电路。再 将 rμ 与 C μ 合为一个阻抗： 1 Z cb 1 j C r Z cb 对电流源 I e 做转换： 得共发射极T 形等效电路如下： 上图同样只适用于 fT << 500 MHz 的一般高频管。 测验四 求下图共发射极T 形等效电路中 re 与 C 并联支路的分界 频率，通常可以忽略哪个元件？ 答案： f reC 1 1 1 1 2 re C 2 re CTe C De 2 eb b 2ec fT 通常因 f fT f reC ，所以可忽略 C 。 4、高频功率增益与高频优值 利用上一节得到晶体管共发射极 T 形等效电路，可求出晶 体管的高频功率增益。先对等效电路进行简化。 与 re 并联的 C 可略去，又因 re rbb ，re 可近似为短路。 Z cb 再来简化 Z c 1 。当 f f 时， Z cb 中的 rμ 可略去， re 1 1 j C j C De CTC Z cb r ro 得： 当 f f 时， 0 1 j f f 0 f jf j CTC j fT f 1 1 fT 1 j jCTC jCTC 2f T CTC ZC Z cb f 可见，ZC 相当于一个电阻 （2f T CTC） 的并联。 1 和一个电容 CTC 于是原 T 形等效电路由： 简化为： 当负载阻抗 ZL 等于 ZC 的共轭复数 ZC* 时，可得到最大输 出功率。这时电流源 βω Ib 的电流中有一半流经负载。 | I C || Po max | I C | 2 I b 2 | fT I b 2f f T I b2 1 2 f T CTC 8 CTC f Pin I b2 rbb 2 于是可得 最大功率增益 为： K p max Po max fT Pin 8 rbb CTC f 正如前面已指出的, K p max 12 f 2 , 信号频率每加倍，Kpmax 降到 1/4 ，或下降 6 分贝。 定义：功率增益与频率平方的乘积称为 高频优值，记为M ： M K p max f 2 fT 8 rbb CTC 高频优值也称为 功率增益--带宽乘积，是综合衡量晶体管 的功率放大能力与频率特性的重要参数。 5、最高振荡频率 fM 定义：当 Kpmax 下降到 1 时的频率称为 最高振荡频率，记 为 fM 。 令 Kpmax = 1 ，可得： fM fT 8 r C bb TC 1 2 M 1 2 在高频下，有时需要考虑发射极引线的寄生电感 Le 的影响， 这时 Kpmax 、 fM 和 M 分别成为： K p max fM M 1 2 8 ( rbb fT f T Le )CTC f 2 fT 8 ( rbb f T Le )CTC 1 2 6、 高频晶体管的结构 高频晶体管通常是由平面工艺制成的硅 NPN 管。 由 和 CTC M fT 8rbb CTC 可知，要提高 M ，应提高 fT ，降低 rbb ，应采用细线条的多基极条和多发射极条结构。 L B S E B E B ….… 以下讨论提高 M 的各项具体措施及副作用。 要使 rbb’ ↓，应： (1) L↑ ( 因 (2) S↓ ( 因 rbb 1 ) l rbb s，但受工艺水平限制 ) (3) R ↓： ① NB ↑( 但使 , CTe , BV EBO ) ② WB ↑( 但使 , b ) 要使 CTC ↓，应： (1) AC ↓ ( L ↓, S↓ ) (2) NC↓ ( 但会使 rcs ↑ ) 可见乘积 rbb´ CTc 与 L 无关而与 S 2 成正比，所以高频晶体 口B 管必须采用细线条。 要使 fT ↑，应使 τec↓。由于： ec eb b d c re CTe xdc WB2 2 1 1 rcs CTC 2 DB 2v max 要使τeb ↓，应： (1) re↓→IE↑(因 re kT，但受大注入等限制) qI E (2) CTe↓ ① AE↓ ( L↓, S↓ ) 要使τb ↓，应： ② NB↓( 但会使rbb’ ↑，VA↓) (1) WB↓(但会使rbb’ ↑，VA↓ ，且受工艺限制) (2) η↑ ( 采用平面工艺 ) 要使τd ↓，应： xdc↓ →NC↑(但会使BVCBO↓ , CTC↑) ① NC↑( 但会使BVCBO ↓ ,CTC↑) 要使τc ↓，应： (1) rcs↓： ② 集电区厚度 dc↓ ③ AC ↑( 但会使CTC↑) (2) CTC↓: ① AC ↓ ② NC ↓(但会使rcs↑) 几个主要矛盾： (1) 对 WB 的要求： rbb 1 , b WB2 ，故一般情况下应减小WB 。但当WB WB 减小到τb 已不再是τec 的主要部分时，再减小WB 对继续减小 τec 已作用不大，而对 难度也越来越大。 rbb的增大作用却不变。同时工艺上的 (2) 对 NB 的要求： 减小 rbb 与减小 eb 及增大 对 NB 有相矛盾的要求。这个 矛盾可通过采用无源基区（非工作基区）重掺杂来缓解。这可以 降低 R ，从而减小 rbb 中的 rcon 与 rcb ，但不会影响 eb 口B 3 与。 (3) 对 NC 的要求： 减小 d 与 rcs 及减小 CTC 与提高 BV CBO 对 NC 有相矛盾的 要求。这个矛盾可通过在重掺杂的 N N 衬底上生长一层轻掺杂 的10m, 外延层来缓解。外延层与衬底厚度的典型值分别为： 200m 。 总结以上可知，对高频晶体管的结构的基本要求是：浅结、 细线条、无源基区重掺杂、 N 衬底上生长 N 外延层。 除以上主要矛盾外还存在一些相对次要的其他矛盾，在进 行高频晶体管的设计时需权衡利弊后做折衷考虑。 3.9 双极型晶体管的功率特性 1、 大注入效应 大电流（大注入） 2 、有效基区扩展效应 3、发射极电流集边效应 内容 大功率 4、 晶体管最大耗散功率PCM 高电压（击穿） 5、二次击穿和安全工作区 1、 大注入效应 1）任意注入下基区内建电场 （1）大小注入的概念 pb(x) pb(x) nb(x) nb(x) 小注入 大注入 （2）大注入自建电场的产生 ①原因： 多子的浓度梯度 ②大小： 理论依据 多子电流为零 J p q p pE qD p dp 0 dx E 小注入 E kT 1 dN B q NB dx ③作用： 加速少子通过基区 E pb(x) nb(x) kT 1 dp p NB n q P dx kT 1 dn dN B q n N B dx dx E kT 1 dn q n dx 大注入 2）任意注入下的电流－电压关系 E kT 1 dp q p dx J n q n nE qDn 爱因斯坦关系 Jn 等式两边在0～WB 范围内进行积分 WB Jn 0 电流方向与x正向相反 d pn 1 qDB p dx pdx qDB pn x W pn x 0 B qV BE ni2 exp kT qV BC pn x W ni2 exp B kT pn x 0 qV qV exp BE exp BC kT kT I n AE qni2 DB WB pdx 0 dn dx 乘以发射结面积 3）任意注入下的基区度越时间与输运系数 b QB In In A E qni2 D B qVBC qVBE exp exp kT kT WB pdx 0 发射结正偏，且VBE＞＞kT/q,集电结反偏 WB b WB pdx ndx 0 0 qV D n exp BE kT 2 B i WB WB pdx ndx 0 0 DB p 0 n 0 I n AE qni2 DB qVBE exp kT WB pdx 0 WB QB AE q 0 ndx 0 0 b 1 1 DB B p 0 n 0 B 均匀基区小注入 b W 1 1 B 2L * 2 B 2 B WB ndx pdx * WB WB WB WB pdx 0 b ndx N BWB 0 0 WB pdx ndx 0 DB p 0 n 0 1 n 0 WB 2 p 0 n 0 N B n 0 2 缓变基区小注入 * 1 WB L2B 2 W * 1 B 4 LB 大注入 WB 0 WB pdx ndx 0 1 1 n 0 WB n 0 WB 2 2 * 的 变化范围 结论： 均匀基区 晶体管 缓变基区 晶体管 * * 1 2 B 2 W 2 LB WB2 1 L2B * * WB2 1 4 L2B WB2 1 4 L2B 在大注入时，基区扩散系数趋于一致，形式上与均匀基区晶体 管小注入的情况相同，只是扩散系数增大一倍。 原因： 在大注入时，高浓度的非平衡载流子减弱了基区平衡多子的浓 度的作用，自建电场仅由大注入形成，由于大注入自建电场的 作用，所以扩散系数增大一倍。 4）任意注入下的结定律（注入强度对载流子分布的影响) 结定律： 中性区与势垒区边界上的少子浓度与结电压之间的关系 小注入： n qV n 0 大注入： 2 i NB exp BE kT qVBE n 0 ni exp 2kT 特点： n(0)与VBE的关系指数因子降为qVBE/2kT,而且n(0)与NB无关。 5）任意注入下的发射结注入效率 In AE qni 2 DB I n AE qni2 DB qVBE exp kT QBB In AE qni 1 Ip In DB 1 2 B DW 1 E Ic 4 DB QEE 0 QBB 0 I n b pdx 0 分子分母同乘以AEq QEE QEE 0 QE QEE 0 qVBE exp kT QBB 0 I n b DE WB QBB QBB 0 QB QBB 0 I n b 2 qVBE exp kT Ip AE qni DB QEE 0 大注入时，γ随Ic 的增加而下降 2 DE qVBE exp kT QEE 0 大注入 I n b QBB 0 , b WB2 4 DB 6）电流放大系数随工作点的变化 大注入 DEWB2 1 Ic 4 DB QEE 0 * WB2 1 4 L2B W 2 B 2 B 2 B DW E I c 4 DB QEE 0 4L 1 2、 基区扩展效应 1）少子电荷对集电结电场分布的影响 注入水平增加 集电结空间电荷区载流子浓度 (p侧） qN B dE dx s E + n N B P n Jc qv 增加 C ① ② ③ ④ ⑤ (n-侧） ⑦ N+ N- ⑥ 0 集电结空间电荷区电场分布发生变化 WC q N C n dE dx s 2）强电场下的基区纵向扩展 当JC增加到E(0)=0时， JC继续增加，基区开始 扩展。 E N+ E(0)=0时对应的注入电 流密度为临界电流密度 用JCH表示 (n-侧） E x q N C n dE dx s q NC n s x E 0 C B N+ N- P ⑦ ⑧ 0 WC J q N C CH qvmax E x s x J q N C CH qvmax E x s x 对上式在0～WC内积分 Vbi VCB 2 sVCB J CH qvmax NC qWC 1 WC 2 2 s Vbi VCB J CH q NC qvmax J CH qvmax 2 sVCB NC qWC J CH WC2 q NC s qvmax 2 当JC＞＞JCH n－侧的空间电荷区宽度变为 WC-△WB，即基区宽度增加△WB 2 sVCB J C qvmax q WC △WB J qvmax N C △WB WC 1 CH J C qvmax N C 2 1 2 NC 5）基区纵向扩展对晶体管特性的影响 均匀基区晶体管 nE nb(x) 强电场下，当JC＞JCH时的载流子分布 n 1 Aq Wb △Wb nE n 2 dnb nE n AqDB AqDB dx Wb △Wb Qb I nE Qb Wb △Wb 2 2 DB Wb △Wb 2 DB b Qb Qb I nE IC 2 Wb I nE Wb Wb △Wb vmax 2 DB nE vmax △Wb △Wb Wb 2 n IC Wb △Wb vmax JC qvmax △Wb Wb △Wb I nE n AqDB JC qvmax fT 缓变基区晶体管 WB2 DB b △WB 2 4 DB 有效基区扩展 fT 1 2 ec b fT 1 I pE I nE b B 结论： 综上所述，当 J ＞J 时， fT 和 随IC增加而下降，因此 J CH 是 防止出现基区纵向扩展效应的最大电流密度，它也是一般平面 晶体管的最大电流的限制。 C CH 3、发射极电流集边效应 1）发射极电流集边效应 B E B 在大电流状态下，较大 的基极电流流过基极电 阻，将在基区产生较大 的横向压降V。 Ve＝VBE V 发射极电流集边效应: q VBE V J E J ES kT 当晶体管的工作电流很大时，基极电流将在基极电阻上产生较 大的横向压降，这使得发射极电流在发射结上的分布是不均匀 的，离基极接触处越近，发射极电流密度越大，离基极接触处 越远，电流密度越小，这种现象成为发射极电流集边效应. 2)有效发射极条宽 I E ldy J E ldy dI B JE JB “－”表示发射极电流 V q V 与坐标的取向相反 J J kT 对 式微分 BE E ES J E ldy dI B l J dy E dy dV I B y R□B1 l dJ E JE q IB kT y y, dy R□B1 l qI B R□B1 dI B d 2 IB kTl dy dy 2 y , J C 0, 基极 发射极 dI B l 两边同乘以 dy E 0 B C y y+dy dy 0, I B 0 y IB y qR□B1 2 dI B IB dy 2kTl I B2 并从0到y积分 qR□B1 1 y I 0 2kTl B 1 IB y qR□B1 1 y I 0 2 kTl B IE l JE 0 y dy ly0 J E 1 0 JE 0 2 q R□B1 I B 0 2kTl 2 2kT y0 qR□B1 J E 0 1 2 该式说明，由于电流集边效应， 可以把发射结条宽等效为y0。即 近似地认为发射结上只在0~y0的 范围内才有电流存在，其电流密 度是均匀的，等于JE(0)。y0被称 为发射结有效宽度。 y0 2kT qR J 0 □ B 1 E 分析影响发射结有效宽度的因素 R□B1和IB越大，y0越小 1 2 3)发射极单位长度的电流容量 (1)定义： 单位发射极长度内不发生大注入效应和有效 基区扩展效应的最大电流，记为i0 i0 J CR y0 JCR为不发生大注入效应和有效基区扩展效应的最大电流密度。 1 2 y0 2kT 2 J CR kT 2 i0 qR□B1 J E 0 qR□B1 1 I c max i0 LE (2)确定i0 依据：不发生大注入效应和有效基区扩展效应 ①防止大注入效应 J nE n 0 ＜0.1N B qDn n 0 N B WB NB 0 不发生大注入的标准 0 x dx 0 qkT n p R□B1 n 0 N B 0.1qkT p n R□B1 N B2 2 J CR kT i0 qR□B1 i0 大 ＝N B 0 0 开关晶体管 1 2 p n 0 kT 5 1 2 i0 i0＜5 A / cm 一般晶体管 0.5＜i0＜1.5 A / cm 线性放大晶体管 i0＜0.5 A / cm ②防止基区扩展效应 发射极单位长度的电流容量由不发生基区扩展效应的最大电 流密度和有效发射极条宽来确定。 4 、晶体管最大耗散功率PCM 1）耗散功率和最高结温 （1）耗散功率 PD PO P C P0 PD 2 PC I EVBE I CVBC I C rcs I CVCB I CVCE PD , PO , P C 分别表示直流供电功率，输出功率和 耗散功率 为转换效率，有下式成立 P 1 在甲类状态运用时， 0 PC 50% PC Q T j ; T j Ta 散热； （2）最大耗散功率PCM=？ PCM受Tjm的限制 当T j 散发的热量 PC 转换的热量时， T j 不再升高，达到动态平衡。 在散热一定的条件下，PC T j 晶体管的 甲类运用 P0 晶体管的 乙类运用 i0 2 v0 2 1 I C maxVCC 4 Tjm=？ Tjm，晶体管能正常、长期可靠工作的pn结温度 与器件的可靠性有关。 Si, T jm 150℃ ~ 200℃，Ge,85℃ ~ 125℃ 为了提高可靠性，Tjm还可适当降低。当Tjm一定时，Pcm受散热 条件的限制。 2、晶体管的热阻和最大耗散功率 T j Ta时，热能从集电结 焊片 管壳 散热板。 单位时间内从集电结散发到环境的热能PTd 与温差 L L , 为热导率， A A T T j Ta 成正比，即PTd , RT 称为热阻，其计算公式 类似于电阻欧姆定律 RT 与电阻的计算公式相类似。 RT 当传热路径上有几种不同传热物体串联时，总热阻多个热阻的和。 RT n R i 1 Ti RT1为硅片热阻；RT2为焊片热阻； RT3为管壳热阻；RT4为散热 片热阻； RT5为散热片到周围环境的 热阻。RT5与传热的面积 有关，传热面积越大，该热阻值就越小。 热平衡时 PC PTd T j Ta RT PCm T jm Ta RT 5、二次击穿和安全工作区 二次击穿是晶体管早期失效或突然损坏的主要原因，它已经 成为影响晶体管安全可靠使用的重要因素 。 1）二次击穿的现象 I C 从高电压低电流区急剧 过渡到低电压大电流区， 如果没有保护措施，晶 体管将被烧毁。 二次击穿 A(VSB、ISB) 一次击穿 0 二次击穿临界功率： PSB I SBVSB VCE 二次击穿临界线： 不同IB下的点临界点的连接线就是二次击穿临界线。 PSBF PSBO PSBR 2)二次击穿机理 (1)热不稳定理论 某种原因造成的发射极电流局部集中 局部PC 局部T I e T 当T 本征温度，PN 结失去单向导电性 集电结短路 大电流、低电压 即形成二次击穿。 (2)防止热不稳定二次击穿应采取的措施 ①提高材料和工艺质量， 减少缺陷，减弱电流集 ②在单元晶体管的发 边效应。 射极条上加镇流电阻 （3）雪崩注入二次击穿（反向二次击穿） 以N+PN-N+结构为例进行讨论 N+ P N- N+ ⑤ ④ ③ ② ① ⑥ ⑦ 雪崩注入二 次击穿机理 N+ VCE 集电结电场分布由① ②，若WC 较窄 当Em EC时，电场分布将外延层穿通，这时出 P N- N+ ⑤ ④ ③ ② ① ⑥ 现雪崩击穿（一次）（电场分布变为曲线③ 电子 空穴对,电子由集电极流出，空穴由基极流出 ⑦ 电流 N 区静电荷密度 电场分布变为曲线 ④,当I c I cr时，电场分布变为曲线⑤，此时雪崩击 穿区最大 大量电子 空穴对 电流 ，当n NC 时，电场分布变为曲线⑥，此时空穴通过N 区，使 N 区负净电荷密度 电场分布斜率 E围成的 面积 电流 电压 发生二次击穿。 （4）防止雪崩注入二次击穿的措施 VSB ECWC WC BVCEO EC 3）安全工作区 集电极最大工作电流线ICmax 电流集中二次击穿临界线PSBF 最大耗散功率PCmax 雪崩注入二次击穿临界线PSBR IC ICmax 发射极-集电极击穿电压BVCEO 0 BVCEO VCE