從晶體管的物理結(jié)構(gòu)出發(fā)，考慮發(fā)射結(jié)和集電結(jié)電容的影響，就可以得到在高頻信號作用下的物理模型，稱為混合π模型。由于晶體管的混合π模型與第2章所介紹的 h參數(shù)等效模型在低頻信號作用下具有一致性，因此，可用h參數(shù)來計算混合π模型中的某些參數(shù)，并用于高頻信號作用下的電路分析。

　  晶體管的混合π 模型一、完整的混合π模型　　

　　r.圖4.2.1(a)所示為晶體管結(jié)構(gòu)示意圖。r。和r。分別為集電區(qū)體電阻和發(fā)射區(qū)體電阻，它們的數(shù)值較小，常常忽略不計。(C為集電結(jié)電容，/s為集電結(jié)電阻，r為基區(qū)體電阻，(C,為發(fā)射結(jié)電容，r.為發(fā)射結(jié)電阻。圖(b)是與圖(a)對應(yīng)的混合π模型?！?/p>

　圖中，由于C,與C的存在，使 1。和7.的大小、相角均與頻率有關(guān)，即電流放大系數(shù)是頻率的函數(shù)，應(yīng)記作β。根據(jù)半導(dǎo)體物理的分析，晶體管的受控電流 /，與發(fā)射結(jié)電壓U成線性。

　　關(guān)系，且與信號頻率無關(guān)。因此，混合π模型中引入了一個新參數(shù)g，g為跨導(dǎo)，描述g,g,U對 1.的控制關(guān)系，即I=gU二、簡化的混合π模型。r。在圖4.2.1(b)所示電路中，通常情況下，r。遠大于c-e間所接的負載電阻，而r，v，也遠大于ce/ \begin{matrix} 7./ \begin{matrix} 7.C7.r(x)的容抗,因而可認為r。和rv.開路,如圖4.2.2(a)所示。由于C.跨接在輸入與輸出回路之間，使電路的分析變得十分復(fù)雜。

　　因此，為簡單起見，將C.等效到輸入回路和輸出回路中去，稱為單向化。單向化是通過等效變換來實現(xiàn)的。設(shè)C.折合到b′c間的電容為C′,cc折合到c-e間的電容為C°,則單向化之后的電路如圖(b)所示。

IC.b→.b9b(gθRvvC”c.C(a)d.bb).CCb9bg0QNg2b˙+、Φ˙、U˙0c;v<be=c;UbebeC.c;CC(c)(b)圖4.2.2 混合π模型的簡化(a)簡化的混合π模型 (b)單向化后的混合π模型 (c)忽略(C.的混合 π模型等效變換過程如下：在圖(a)所示電路中，從b′看進去C中流過的電流為Icν=UνxUxXc=(1k)UwXcν(k=Ucl)為保證變換的等效性，要求流過C′的電流仍為Ic,而它的端電壓為U1,因此C′的電抗為

　　底XCm=l0l,ν=lw(1k)U底Xc=Xc,1k考慮在近似計算時，K取中頻時的值，所以|A|=K,Xc約為X的(1+|k|)分之一，因此C′=(1k)G=(1+|K|)C,(4.2.1)be間總電容為C′=C,+C=C,+(1+|k|)C,(4.2.2)用同樣的分析方法，可以得出Cr1Λ1kc(4.2.3)因為C′>c′,且一般情況下C,的容抗遠大于R′,C;中的電流可忽略不計，所以簡化的混合π模型如圖(c)所示。
　　三、混合π模型的主要參數(shù)　將簡化的混合π模型與簡化的 h參數(shù)等效模型相比較，它們的電阻參數(shù)是完全相同的，從手冊中可查得r,而ry=(1+β)l1l10(4.2.4)式中β為低頻段晶體管的電流放大系數(shù)。雖然利用β和，g=g。表述的受控關(guān)系不同，但是它們所要表述的卻是同一個物理量，即I.=gO=β由于UN=I2J2,且 r,,如式(4.2.4)所示,又由于通常β>1,所以gn=β0rx―l10U1(4.2.5)　

   　在半導(dǎo)體器件手冊中可以查得參數(shù)(C.C.是晶體管為共基接法且發(fā)射極開路時。cb間的結(jié)電容，C.近似為C.c,的數(shù)值可通過手冊給出的特征頻率.和放大電路的靜態(tài)工作點求解，具體分析見4.2.2節(jié)。K 是電路的電壓放大倍數(shù)，可通過計算得到。
　　晶體管電流放大倍數(shù)的頻率響應(yīng)　　從混合π等效模型可以看出，管子工作在高頻段時，若基極注入的交流電流1的幅值不變，則隨著信號頻率的升高，bc間的電壓U.的幅值將減小，相移將增大；從而使 1，的幅值隨|U.線性下降，并產(chǎn)生與l相同的相移?？梢?，在高頻段，當信號頻率變化時1，與1的關(guān)系也隨之變化，電流放大系數(shù)不是常量，β是頻率的函數(shù)。根據(jù)電流放大系數(shù)的定義β=l.i表明β是在c-e間無動態(tài)電壓，即令圖4.2.2(c)所示電路中((c間電壓為零時動態(tài)電流 i。