如果我们尝试将pn结焊接到np结，我们会得到如图 1 所示的器件，其中字母 E、B 和 C 分别表示发射极、基极和集电极。这些是分配给三个区域p、n、p的名称。

　　这样我们就创建了一个PNP 晶体管。

　　图 1：PNP 晶体管。 每个区域的大小是指示性的。
　　图 1：PNP晶体管。每个区域的大小仅供参考

　　相反，如果我们将np结焊接到pn结，我们就会得到如图 2 所示的器件，其中 E、B 和 C 在掺杂方面的作用颠倒了。结果是一个 NPN 晶体管。在两种配置中，器件均由连接点J E 和J C组成。

　　图 2：NPN 晶体管。
　　图 2：NPN晶体管
　　晶体管也被称为半导体三极管，因为它标志着真空管的终结，就像结型二极管取代了真空二极管一样。另一个常见名称是 BJT，是双极结型晶体管1的缩写。双极属性是指半导体中的导电性（由电子和空穴给出）。

　　在图3中，我们可以看到PNP晶体管的电路符号，其呈现方式是为了突出与图1中的关系图。同样，图4显示了NPN晶体管符号。

　　图 3：PNP 晶体管的电路符号。

　　图3： PNP晶体管的电路符号

　　图 4：NPN 晶体管的电路符号。
　　图 4：NPN晶体管的电路符号
　　开路晶体管
　　让我们参考PNP晶体管（结果立即推广到NPN晶体管）。在开路条件下，我们期望与单结类似的行为，即存在接触电势（请参阅前面的教程），这实际上是势垒，其目的是防止空穴从发射极扩散到基地。如果没有这样的屏障，这些洞就会无限地向基地延伸；显然是非物理情况，因为我们处于开路条件下。如果 V 0是结点 J E处势垒的高度，类似的论证将导致我们说结点 J C上存在势垒 V'。假设各个区域 p,n,p 具有相同的杂质浓度，我们有 V 0 = V′。

　　热平衡的实现将通过单个区域的少数载流子浓度的恒定值来表征：

　　电力电子科学笔记：PNP 和 NPN 晶体管
　　使用以下约定：主字母表示载流子（电子、空穴），个下标表示其所属区域。例如，符号n p 告诉我们正在考虑p区域中的电子（因此少数电荷）。，第三个下标0表示系统在温度T 0（不一定是室温）下处于热力学平衡。
　　应该注意的是，我们忽略了耗尽层（在之前的教程中讨论过），因为与双结层相比，它的大小可以忽略不计。
　　在p型区域中，浓度n相同，因为我们假设这些区域相同。如果在笛卡尔轴系统中，我们在横坐标上构成PNP晶体管的双结的线性尺寸，在纵坐标上单个区域中少数载流子的浓度（方程（1）），在热力学和开路平衡我们将得到如图 5 所示的趋势，其中我们假设p n 0 > n p 0。

　　还应该指出的是，少数载流子浓度和开路条件下严格恒定的趋势是平均操作的结果，因为这些量围绕平均值（即测量值）波动。

　　图 5：开路 NPN 晶体管中少数载流子浓度的趋势。
　　图5：开路NPN晶体管中少数载流子浓度的趋势
　　晶体管偏置

　　由于存在两个结和三个端子，因此极化组合比二极管更多。像往常一样，我们参考 PNP 晶体管，直接反向偏置J E 和J C。 在图 6 中，我们了这种极化配置，而图 7 是相应的电路图。准确地说，我们有一个电压发生器，其电压为V EB，而V CC 表示连接到J C 的电池产生的电压。我们用V CB 来表示集电极和基极之间的电位差。

　　图 6：结点 JE 正向偏置，而 JC 反向偏置

　　图 7：结点 JE 正向偏置，而 JC 反向偏置。
　从发射极扩散到基极以及电子从基极扩散到发射极。因此，结果是J E的p和n两个区域中少数载流子浓度的宏观增加。
　　让我们把注意力集中在底座上广泛存在的洞上。在这里，我们在J C 附近具有以下电荷配置：如果我们测量 C 和 B 之间的电势差，我们会发现如图 7 所示的值，这意味着空穴被集电极 C“收集”。然而，J C 是反向偏置的，这决定了底部孔的指数阻尼，因此在J C 处，这些载流子的浓度在统计上为零。反过来，J C 的反向偏压会导致J C的p区电子浓度降低，这会以指数方式衰减J C 。C。如前所述， J E p区会增加，然后由于结中众所周知的少数载流子扩散机制而呈指数衰减。图 8 总结了这些结论。

　　

　　图8：闭路NPN晶体管中少数载流子浓度的趋势