1947年发明的晶体管最初是一种点接触晶体管，其发射极和集电极是用细金属线压在作为基极的锗块上形成。不久， 人们就明白了这两个点接触上的金属半导体结（以下简称金半结） 可以用两个紧密耦合的pn 结取代。首篇研究具有扩散发射极和基极的硅双极型晶体管的论文发表于1956年。作为功率开关的双极型晶体管，其发射极和基极具有很精细的叉指结构叉指间距必须控制在30μm的范围内；这项技术于20世纪70年代实现。有一段时间，这种双极型晶体管在电力电子技术中是最重要的开关器件。但是，IGBT早在20世纪8年代的末期就出现了，并且开始代替功率双极型晶体管。如今电力变流器已经不再采用双极型晶体管，只有那些高度专门化的需求市场，比如电视机中的行偏转晶体管还在使用它们。不过，最近人们又开始研发SiC双极型晶体管了。

　　双极型晶体管为npn结构或者pnp结构。因此，它包含两个连续的pn结。除了电压范围低于200V以外的功率晶体管，一般都采用npn结构，如图7-1所示。

　　当给集电极C加上正电压，基极B和集电极之间的pn结反偏，发射极E 和基极之间的pn结正偏。在基极开路时，基区中的电子浓度很低。基区的p型掺杂浓度范围为10^{16} ～ 10^{17} cm^-3；由式（2-6） 所示的关系，可知浓度n_{p0} = n_i^2/ p在10^4cm^-3的范围内。此时集电极的电压虽然很高，但是晶体管中仅有很小的电流，为阻断状态。

　　如果开关S闭合而由基极注入正向电流I_B，n^+ p结正偏，因此基区就会流入大量电子。但是，该基极电流I_B不仅使发射极电流增大，而且p基区的电子在阻断的基极-集电极结方向上有很高的载流子浓度梯度，这些电子会扩散进入低掺杂的n^-层。如果施加一个电场，这些电子就会被电场向集电极加速。

　　I_{CB0}是发射极开路时，基极和集电极之间的漏电流。此外，共发射极电路中的电流增益β定义为

　　I_{CE0}是基极开路时，发射极和集电极之间的漏电流。根据图7-1，I_C是可控的负载电流，因此β是与基极控制电流有关的负载电流的电流增益。

　　并忽略漏电流I_{CB0}和I_{CE0}，那么根据式（7-2） 就可以求解出β，并代入式（7-3），得到如下关系：

　　如果采用式（7-1） 和式（7-2） 的确切定义，再把两个漏电流进行变换，也能得到同样的结果。由式（7-4） 可以求解出\alpha为

　　\alpha越接近于1，集电极电流的电流增益β越高。例如\alpha =0. 95时，β =19。

　　图7-2 表示功率晶体管的结构。发射区几乎都是条状排列，功率晶体管发射极叉指的宽度通常在200μm 范围。基极和发射极叉指相互交叉依次排列，就像两个梳子的梳齿相互交织在一起。

　　集电区分成两个区域，一个承受电场的低掺杂n^-层和一个相邻的高掺杂n^+层。这种双极型晶体管沿图7-2中垂直线A-B穿过发射区的剖面扩散浓度分布如图7-3所示。这种扩散分布表明了功率双极型晶体管的“三次扩散” 特征。“三次扩散” 一词代表依次进行深集电区扩散，然后是p基区扩散， 最后是n^+发射区扩散。在这里，n^+层是掺杂原子呈高斯分布的深扩散层。这个深扩散层也可以由外延层代替，于是就有了一种用外延片制造的晶体管。但是外延晶体管中n^+层与n^-层间的突变结会对器件引入一些不利因素； 参见后面有关二次击穿的叙述。

　　图7-4是功率晶体管正向 I-V 特性的测试结果。可以看出，当集电极电压比较低，例如0. 4V 时，就已经能达到较高的电流密度了。因为p结电压为0. 7V 左右，所以这对只有一个pn结处于正偏状态的器件是不可能实现的。双极型晶体管在这种工作模式下，两个pn结都是正偏的。其pn^-结上的电压方向与n^+p结上的电压相反。正向特性的这个区域压降非常低， 被称为饱和区。

　　与饱和区相邻的是准饱和区，这一区域随着电压的增加，电流略有增加。电压更高时（图7-4 中未标出），双极型晶体管进入有源区，在有源区中，对于一个给定的基极电流，集电极电流几乎保持不变，不随集电极电压的增加而变化。

　　由正向曲线，可以看出晶体管的短路能力。即使在负载短路的情况下，其电流也是有限的。根据图5-19所示的电路，如果基极电路中由R和L组成的负载发生短路，晶体管两端的电压就会一直上升，直到外加电压Vbat完全降落于其上。短路模式下的短路电流大小由晶体管的I-V 特性和所加基极电流来决定。这种工作模式下会产生很大的功耗，但是如果驱动电路中的监测功能能在短短几微秒内检测到短路，并关断器件，这种情况就能幸免。

　　式（7-1） 中I_{CB0}是基极与集电极之间的漏电流，利用式（7-1） 可以求出基极开路时，集电极与发射极之间的漏电流。基极开路时，I_C = I_E = I_{CE0}，由式（7-1）可以得到

　　由此看出，集电极与发射极之间的漏电流总是大于集电极与基极之间的漏电流。当\alpha =0. 9时，I_{CE0}是I_{CB0}的10倍。

　　在基极开路的情况下，雪崩击穿时集电极与发射极之间的电压总是低于集电极与基极之间的电压。为了证明该结论， 式（7-1） 必须考虑雪崩倍增的影响。电流αI_E从集电极一侧注入空间电荷区，因电子倍增因子M_n而增强。主要因空间电荷区中的载流子产生而形成的漏电流I_{CB0}因其倍增因子MSC而增强。这样式（7-1） 变成

　　时，集电极电流变得无限大，集电极与发射极之间发生雪崩击穿。而集电极和基极之间只当M_n趋于无限大时才会出现雪崩击穿。电流增益很高（α≈1） 的情况下，基极开路时， 阻断能力会大大下降。当α =0. 9时， 足以达到雪崩倍增条件，这时倍增因子M_n变成1/ 0. 9 =1. 11。

　　因为电子的电离因子远远高于空穴的电离因子，即α_n α_p，所以随着电场的升高，M_n增长非常快）。这时，雪崩击穿由M_n决定， 有效雪崩倍增因子M或者有效电离率α_{eff}近似不再适用。击穿电压VCE0 明显低于V_{CB0}。从图7-5 可以看出，一个商用双极型晶体管的V_{CE0}与V_{CB0}的区别。图中，V_{CE0}是V_{CB0}的60% 左右。

　　对于式（3-69） 在VV_{CE0}时， 一个常用的近似雪崩倍增因子表示为

　　式中，对npn双极型晶体管 ，m一般取5，如果采用正向工作条件下\alpha的值，而且β和α的值都很大时，m =5时的计算结果与测量结果吻合。然而因为大部分的电流在基极层中，静态雪崩击穿效应会出现在小电流情况下，此时电流放大倍数也很低，如果考虑这一点，按照m =2. 2更合适。

　　晶体管在基极开路时的反向阻断电压和反向电流与单一pn结的反向不同，这一点对一个具有多个pn结的器件来说是非常重要的。这在双极型晶体管的实际应用中也很关键，因为对在基极开路时的外加电压而言，其值很低时器件就进入击穿状态，并且有可能被烧毁。另一方面，如果在基极上施加一个相对于发射极的负电压，此时两个pn结都是反偏状态。两个结的漏电流都成为基极电流，两个pn结之间不再相互影响。在这种情况下，集电极与发射极之间的阻断特性与集电极和基极之间的阻断特性近似相同。如果基极与集电极之间短路，也会出现同样的效果。实际应用中，如果集电极上出现很高的反向电压，那么就在晶体管基极上施加一个小的负电压。通常基极上施加的负电压是用来切断集电极电流的，并且在阻断模式下，要一直保持该负电压。

　　对式（7-16） 的分子和分母同乘以由发射极注入到基极的电子电流j_{nB}， 得

　　式（7-17） 右边第一项对应发射系数\gamma，\gamma在式（3-95） 中已经介绍过，对n发射极，\gamma设为

　　对n发射极， 这一定义表示了注入基区的电子电流j_{nB}分量与总发射极电流之间的关系。

　　对于npn晶体管，α_T对应于由发射极注入到集电极的电子电流部分。当j_C =j_{CB0}时，α_T=0，此时只有漏电流到达发射极。对于具有高电流增益的npn晶体管，\gamma和α_T接近单位值， 因此\alpha取值近似为1。

　　下面来详细讨论一下注入比\gamma，忽略发射极与基极之间的pn结处的复合，这一点在电流密度大于1mA/ cm^2时是可以实现的。因此pn结两边的电子电流假设相等：j_{nE} = j_{nB}， 则

　　将式（7-21） 和式（7-22） 代入式（7-20），对于小注入条件，即注入的自由载流子少于基区掺杂浓度N_B， 注入比可以表示为

　　式中，基区电子扩散长度L_n用基区宽度w_B代替，这是因为在双极型晶体管中，通常载流子寿命都足够长，所以w_B总是小于L_n。而且发射区中L_p都很小，所以w_B一般和L_p在同一个数量级上。因此， 式（7-23） 中的关键项就是N_B / N_E的比值。为了能使γ接近于1，发射区掺杂浓度N_E必须远远高于基区掺杂浓度N_B。式（7-23） 给出了这些参数间的第一个估算式，这个式子在晶体管设计时是非常重要的。式（7-23） 适用于小注入条件。但是式（7-23） 中没有考虑禁带宽度窄化问题；这意味着n^+发射区掺杂浓度不能太高。另外， 式（7-23） 中注入比的定义不包含电流与注入比的关系。n发射区由发射参数h_n表征。俄歇（Auger）复合与禁带宽度窄化决定着重掺杂n发射区的性质。类比式（3-104），h_n可以表示为

　　根据作者对双极型晶体管的设计和制造经验， 在掺杂浓度达到5 × 10^{19} cm^-3，参数h_n在1 ×10^{ -14} ～2 ×10^{ -14}cm^4 / s之间，当禁带宽度窄化程度由式（2-25） 决定时，根据式（7-23b） 可以看出，h_n只有在较高的掺杂浓度下才会增加，h_n取值大，说明注入比下降。

　　要对γ进行估算，必须知道发射区与p基区之间结合处的自由载流子浓度p_L。在功率晶体管中，如图7-6 （上图） 所示，厚度为w_C的轻掺杂集电层紧挨着p基区。这一层在晶体管正向阻断模式下，主要用来承载空间电荷。在通态模式下，自由载流子注入该层来降低导通模式下的压降。有效基区宽度由w_B增加到w_B + w_C（见图7-6）， 这就叫Kirk 效应 。

　　在基极电流大、电压V_C低的情况下，晶体管进入饱和模式。这个转折点在图7-4 的I-V 特性曲线 标出。注入集电极的空穴也能进入轻掺杂集电区，当该区域中，n≈p时，电导调制区开始建立。I-V 特性中点1处载流子浓度分布如图7-6 所示，图7-6 中还包括饱和模式下载流子浓度的分布。自由载流子流入p基区和轻掺杂集电层。从集电极到发射极的电流传输可以看成仅仅由电子流构成，这是因为空穴的扩散方向与电场方向相反，而电子的扩散方向与电场方向相同。

　　自由载流子浓度从发射极向集电极递减。基区和轻掺杂集电层中的自由载流子分布仍然可以由式（5-26） 表示。这个公式使得原本线性的载流子分布曲线呈现下弯非线性分布，载流子寿命越低，这种分布越明显。在高品质双极型晶体管中，载流子寿命较长，而且由复合产生的损耗很小，因此图7-6 中分布下弯是可以忽略的，对于L_n 2（w_B + w_C）这种情况， 这是一个很好的近似方法。

　　这个公式适用从饱和模式到准饱和模式的转折点，如图7-6 所示，且若j_p =0并且j= j_c， 由式（5-21）， 集电极电流为

　　把式（7-28） 代入式（7-24），可以估算出注入比。例如，对一个w_C =50μm、w_B =10μm的晶体管， 电流密度为30A/ cm^2时的p_L为2 ×10^{16} cm^{-3}，注入比为γ =0. 96。如果电流密度为10A/ cm^2， 则可得γ =0. 99。可见，注入比强烈取决于电流密度，随着集电极电流密度的增大，注入比和电流增益将要下降。这一点在所有的功率晶体管中都可以见到。

　　由式（7-17） 可知，影响电流增益的第二个因素是传输因子α_T。当L_n 2w_{eff}时， 传输因子可以表示为

　　式中，L_n代表基区扩散长度，根据式（3-48），该值与载流子寿命有关，w_{eff}是基区有效宽度，在高电压下，其值可能比真正的基区宽度w_B小，如图7-8 所示。式（7-29） 一般是在小注入条件下推导得到的。为了使αT 趋近于1，w_B必须尽可能短，L_n必须尽可能长。高电流增益则要求基区短且基区载流子寿命尽量长。

　　双极型晶体管的电流增益与电流和温度有关。图7-7给出了电流增益β 与电流和温度的关系。

　　电流很小时，β也很小，注入基区的电流大部分在基区层复合。随着电流增大，β达到最大值；再进一步增大电流，在大注入条件下，β又会减小。这取决于注入比，由式（7-24） 和式（7-28） 可知，此时注入比下降。另外，还需要考虑β对温度的依赖关系。中小电流时，β随温度升高而增大，因为载流子寿命随温度的升高而增长。大电流时，β随温度的升高而下降，趋向于较低电流时的值。双极型晶体管的额定电流通常在β和α开始下降的范围内。

　　如果基极电流减小而集电极电流保持不变，晶体管则进入准饱和模式。这对应了图7-4 所示的 I-V 特性曲线之间的区域。此时，低掺杂集电层中的自由载流子的等离子体流只达到图7-6中的Δw_B中，在w_C - Δw_B区域中只有电子输运电流，这里没有等离子体，并且因为掺杂浓度低会产生一个明显的电阻性压降。类比式（6-9），该压降可表示为

　　现在基极与集电极之间的pn结中没有载流子。如果电压升高，将建立一个空间电荷区。电压适中时的结果如图7-8 中线 所示，电压升高时则如线 所示。空间电荷区穿入高掺杂基区层后，自由载流子分布区将退回基区内部。基区宽度缩短到有效基区宽度w_{eff}，这会导致电流增益略微增加。功率晶体管通常不会工作在有源区，但是在开关瞬间会穿过有源区。

　　当有源区电压接近V_{CE0}时， 电场如图7-8线所示， 此时建立的空间电荷区几乎占了整个n^-层w_C。

　　此时流过空间电荷区的集电极电流为电子电流。外加强电场条件下，电子在整个漂移长度内，以漂移速度υ_d≈υ_{sat}运动，那么，电子浓度可以表示为

　　只要穿过n^-层的电子浓度小于本底掺杂浓度N_D，电场分布形状就如图7-8 中线所示。带负电的电子会补偿本底掺杂浓度，根据泊松方程有

　　如果基极电流增加而引起集电极电流增加，前提就是流过空间电荷区的电子浓度等于本底掺杂浓度：

　　如果随着基极电流增加，导致集电极电流进一步增大，则有n N_D， 电场分布会改变其形状，如图7-8中线 所示。电场重新分布，并且电场最大值由pn结转移到nn^+结。电流进一步增大导致电场强度进一步加强（线） 最终在nn^+结出现雪崩击穿。

　　这是二次击穿的开始。这一效应最早是由Phil Hower 解释的。二次击穿是破坏性的击穿：由nn^+结处雪崩击穿产生的空穴在w_C层中加速。晶体管前端处在有源模式下，到达的大量空穴起到一个附加基极电流的作用，甚至导致发射极产生更多的电子，等等。最终形成一个正反馈环，这种机制通常具有破坏性。

　　为了避免出现这种临界条件，在正偏基极情况下，要定义一个晶体管的安全工作区（SOA） ———FBSOA （正偏SOA） 和反偏基极情况下的安全工作区———RBSOA（反偏SOA）。在这方面，器件关断是一个十分重要的条件。具有感性负载的关断情况下，电流减小之前，电压先要增大，晶体管经过I-V 特性的有源区。RBSOA手册会参照晶体管的关断设置一个电压上限。图7-9 给出了一个例子。

　　晶体管关断的过程也十分重要，原因如下： 发射极叉指下的电流会由两个边缘集中到中央区域。感性负载在关断时，发射极叉指中心仅剩一个很小的区域来承载总电流。这样，必然使电流密度增大，根据式（7-31） ～ 式（7-33），在小电流下就能造成二次击穿。通过一些设计方法，例如减小发射极叉指宽度，并减小结构间距，可以扩大器件的SOA。人们还研究了一些特殊的发射极结构，比如环形发射区结构，这种结构可以使电流保持在发射极边缘。这些结构的RBSOA 更大一些，并且有利于防止二次击穿而改善器件的稳定性。

　　最终，如图7-3 所示，nn+ 结处扩散杂质分布的梯度减小，也可以防止nn^+结产生电场尖峰。对于略微增加n掺杂浓度的集电极，电场可以明显地穿入n集电层，并且在达到雪崩击穿条件前，可以保持较高的电压。使用范围在1000 ～1400V的晶体管可以采用类似图7-3的扩散分布来制造。

　　如果要设计一个高压晶体管，那么低掺杂集电层w_C必须足够宽。因为双极型晶体管的工作原理是基于空穴扩散进入低掺杂集电区，随着w_C的增加，电流增益会下降。图7-4 中的摩托罗拉晶体管在10A的集电极电流下，其β =10。高基极电流会在基极驱动单元产生很大的功耗。

　　通过引入两级或者三级达林顿晶体管，可以将对基极电流的要求减小到一个合理的值。具有1200 ～1400V 阻断电压的达林顿晶体管已经出现，其每个单管芯的可控电流可以达到100A。采用达林顿晶体管后，难以实现很高的开关频率。不过对于开关频率在5kHz范围的变速电机驱动的要求，达林顿晶体管是可以满足的。

　　采用硅材料难以制作具有更高电压的器件。与此同时，一种场控器件IGBT被应用于电机驱动中。IGBT要容易控制得多，并且在驱动器中功耗很低。因此在功率器件市场 双极型功率晶体管已经广泛被IGBT所替代。但是，关于双极型晶体管中一些物理效应的知识，对深入理解更复杂的功率器件中的物理效应还是十分重要的。

　　双极型晶体管采用SiC材料的话，集电层可以薄得多，w_C可以大大减小。决定低掺杂区最小宽度的图6-8也适合SiC双极型晶体管的尺寸。由w_C较小，甚至对于阻断电压在1000V 以上的晶体管，也可以达到适合的电流增益。为了获得高电流增益，高质量的外延生长和表面钝化非常重要。如果能够制备低接触电阻的欧姆电极，SiC 双极型晶体管可以具有很低的通态压降 。

　　图7-10 显示了一个SiC “大面积” 双极型晶体管的测试结果。该晶体管由TranSiC AB 制造。对于一个基极开路、击穿电压V_{CE0} =2. 3kV的BJT，其β值达到35。由图可知，器件在饱和模式下，几乎是欧姆特性，并且通态电阻只有0. 03Ω，也就是说，对这个具有15mm^2有源面积的器件来说， 通态电阻大约是0. 45Ω·mm^2。

　　SiC 晶体管为室温下采用小于1V的压降来运行高压器件提供了可行性。并且采用SiC材料可以提高集电区w_C中的掺杂浓度。因此根据式（7-31）、式（7-32）、式（7-33）， 二次击穿效应将只发生在可能的工作电流之外的高电流密度下。此外，采用SiC还可以使器件具有较高的工作温度，但同时还要考虑电流增益的下降和通态电阻的增大。不过SiC技术的发展可能会重新唤起人们对双极型晶体管的兴趣。