Brevet FR2723485A1 — publié le 19960209

La présente invention concerne des modulateurs optiques insensibles à la polarisation. Comme il est manifeste que l'oscillation parasite en longueur d'onde présente lors de la modulation directe d'une source laser limite beaucoup la largeur de bande possible de modulation disponible pour les communications optiques ou grandes longueurs d'onde (autour de 1,5 gm), on s'est beaucoup intéressé à la mise au point de modulateurs à électroabsorption et électroréflexion à grande vitesse. Cet intérêt a conduit à la réalisation d'un certain nombre de structures de modulateurs et de modulateurs-lasers intégrés mettant en oeuvre l'effet Stark de confinement quantique. Les couches des puits quantiques de telles structures à semi-conducteur à puits quantiques sont habituellement des couches d'une seule composition ne possédant pas d'infra- structure et formant donc des puits qui ont pratiquement un fond plat et des côtés perpendiculaires. Cependant, on a étudié les propriétés des couches des puits quantiques qui possèdent en fait une infrastructure, telle que l'infra- structure formée pour la création d'un profil de puits plus compliqué. Ainsi, le document EP-0 416 879 propose un modulateur à effet Stark de confinement quantique dont les couches de puits quantiques ont une infrastructure compre- nant deux couches d'infrastructure de différents matériaux destinées à former un puits ayant un gradin incorporé qui donne un dipôle pour un champ électrique appliqué nul et en conséquence il est destiné à donner des décalages des bords de bande induits par le champ appliqué sans changement notable du coefficient d'absorption. Une structure un peu analogue est décrite par T. T tken et al. dans la communication "Large observed exciton shifts with electric field in InGaAs/InGaAsP stepped quantum wells", App. Phys. Lett., 63(8), 22 août 1993, pages 1 086 à 1 091, dont les auteurs s'intéressent à l'augmentation maximale du décalage à effet Stark de confinement quantique pour une valeur déterminée du champ appliqué. Les effets sur divers paramètres, y compris le décalage de Stark, l'énergie de liaison des excitons, et le recouvrement des fonctions d'onde d'électrons et de trous, produites par le changement de la configuration des puits quantiques, ont été l'objet de l'étude publiée par W. Chen et T.G. Anderson sous le titre "Quantum-confined Stark shift for differently shaped quantum wells", Semicond. Sci. Technical, 7 (1992), pages 823-836. Cette communication traite non seulement d'infrastructures donnant des puits à deux gradins et trois gradins, mais aussi de puits ayant des profils qui présentent une variation partiellement ou entièrement continue. Une infrastructure de puits quantique peut aussi être utilisée pour la création d'un dispositif à effet Stark de confi- nement quantique qui présente un décalage vers le bleu de la limite d'absorption à la place du décalage vers le rouge présenté par les dispositifs à effet Stark de confinement quantique de type plus classique. Un tel dispositif à décalage vers le bleu est décrit par P.N. Stravinou et al. dans la communication intitulée "Use of a three-layer quantum-well structure to achieve absorption edge blueshift", App. Phys. Lett., 64(10), 7 mars 1994, pages i 251 à 1 253. Le décalage vers le bleu résultant d'un puits quantique de composition non uniforme est aussi décrit par W. Zhou et al. dans la communication intitulée "Simultaneous blue- and red-shift of light-hole and heavy-hole band in a novel variable-strain-quantum well heterostructure", App. Phys. Lett., 66(5), 30 janvier 1995, pages 607 à 609. Ce document décrit un puits quantique déformé ayant une composition variant progressivement, donnant une valeur de déformation dont l'amplitude varie progressivement d'un côté du puits à l'autre. Ce document explique que cette variation progressive permet un réglage de la polarisation du dispositif et lui donne une propriété telle que, pour une valeur originale de la polarisation appliquée, il existe un croisement entre les décalages vers le rouge et vers le bleu de Stark pour les transitions des trous lourds et légers. Dans un ensemble intégré formant laser et modulateur, l'état de polarisation de la lumière du laser qui tombe sur le modulateur est entièrement déterminé, et une situation dans laquelle des configurations de lasers et de modulateurs qui ne sont pas intégrés peuvent aussi être avantageusement utilisées. Dans ces circonstances, on peut habituellement obtenir une caractéristique selon laquelle la sensibilité à la polarisation éventuellement présentée par le modulateur n'a pas de conséquence en pratique. D'autre part, il existe d'autres applications des structures des modulateurs, telles que la conformation des trains d'impulsions dans lesquels la polarisation du faisceau lumineux est inconnue. On a donc déjà essayé de réaliser des modulateurs à effet Stark de confinement quantique, insensibles à la polarisation pour ces applications "entre fibres". Dans la gamme des grandes longueurs d'onde (autour de 1,5 gm), des études ont été réalisées sur des dispositifs à base de InP contenant des couches de InGaAs, avec une amplitude modeste de déformation de traction (moins de 1 % du désaccord entre les constantes des réseaux). Pour la déformation convenant à l'épaisseur du puits, la transition E1-HH1 (responsable de la plus grande partie de l'absorption TE) et la transition E1-LH1 (respon- sable de l'absorption TM) peuvent être dégénérées pour une polarisation nulle. Ce fait a été démontré dans l'article de T. Aizawa, K.G. Ravikumar, S. Suzaki, T. Watanabe et R. Yamauchi, "Polarisationindependent quantum confined Stark effect in an InGaAs/InP tensilestrained quantum well", IEEE Journal of Quantum Electronics, 1994, 30, pages 585 à 593, qui indique que ce comportement correspond à des absorptions TE et TM égales du faisceau lumineux incident pour une polarisation nulle, et en conséquence donne une insensibilité à la polarisation. Cependant, comme un champ est appliqué à ces structures, les transitions E1-LH1 et E1-HH1 présentent des décalages de Stark qui sont différents et ne restent pas adaptés à cause des décalages qui dépendent des masses efficaces. En conséquence, les struc- tures existantes de modulateurs mettant en oeuvre l'effet Stark de confinement quantique ne sont vraiment insensibles à la polarisation que pour une seule intensité du champ. La présente invention concerne la réalisation d'un modulateur à base de l'effett Stark de confinement quantique, qui présente pratiquement une insensibilité à la polarisation sur toute une gamme d'intensités du champ. L'invention concerne un modulateur à effet Stark de confinement quantique dans lequel la couche ou chaque couche de puits quantique du modulateur a une composition non uniforme qui donne, dans l'épaisseur de la couche, une valeur non uniforme de la constante du réseau afin qu'elle donne un profil de déformation dans le modulateur qui est caractérisé en ce qu'il donne au modulateur une adaptation en pratique des décalages de Stark E1-HH1 et E1-LH1 pour au moins une polarité du champ électrique appliqué de 0 à kV/cm. D'autres caractéristiques et avantages de l'invention ressortiront mieux de la description qui va suivre d'exemples de modulateurs à effet Stark de confinement quantique selon l'invention, faite en référence aux dessins annexés sur lesquels: la figure 1 est une représentation schématique d'un modulateur à effet Stark à puits quantique multiple p-i-n à polarisation en inverse, la figure 2 est un schéma des bandes de conduction d'un puits quantique du modulateur de la figure 1, sur laquelle la couche de puits quantique a une infrastructure formée de deux couches d'infrastructure de même épaisseur formées de matériaux différents ayant des valeurs différentes de la constante du réseau sans déformation, la figure 3 est un graphique représentant les décalages par effet Stark pour des trous lourds et légers pour un modulateur n'ayant pas d'infrastructure de couche de puits quantique, la figure 4 est un graphique indiquant les décalages de l'effet Stark pour des trous lourds et légers dans le cas d'un modulateur ayant une infrastructure à deux couches de puits quantique correspondant au diagramme des bandes de conduction de la figure 2, la figure 5 est un diagramme de bande de conduction d'un puits quantique dans une variante du modulateur de la figure 1 dans laquelle la couche de puits quantique a une infrastructure formée de trois couches de même épaisseur, les deux couches externes ayant la même composition et la même constante de réseau, les paramètres étant différents des paramètres correspondants de la couche médiane placée entre elles, la figure 6 indiquant les décalages par effet Stark dans le cas de trous lourds et légers, correspondant à un modulateur ayant une infrastructure à trois couches de puits quantique donnant le diagramme des bandes de conduction de la figure 5, la figure 7 représente les spectres calculés d'absorption TE et TM pour deux valeurs du champ appliqué pour un modulateur dont les puits quantiques n'ont pas d'infrastructure, et la figure 8 représente les spectres d'absorption correspondants d'un modulateur ayant l'infrastructure de puits quantique de la figure 5. La figure 1 est une représentation schématique d'une structure de puits quantique multiple qui comprend une structure p-i-n ayant un substrat 10 de type n sur lequel sont formées successivement, par croissance épitaxiale, une région de type i et une région 11 de type p. La région de type i comporte un ensemble de puits quantiques 12 imbriqués entre un ensemble de couches de barrage 13 qui présentent une adaptation du réseau avec le substrat 10 de type n et la région 11 de type p. Dans une structure classique de puits quantique multiple, chaque puits quantique a une composition uniforme mais, dans ce cas, selon un enseignement de la présente invention, elle possède une infrastructure compre- nant deux couches d'infrastructure dont les compositions sont différentes. Ces couches d'infrastructure sont désignées séparément par les références 12a et 12b dans le diagramme de la structure des bandes de conduction de la figure 2 qui caractérise aussi les deux couches d'infrastructure comme ayant des épaisseurs égales. (L'invention s'applique aussi à des structures qui sont plus compliquées à analyser, bien qu'ayant des couches d'infrastructure d'épaisseurs différentes et/ou ayant plus de deux couches d'infrastructure dans un puits quantique et un exemple ayant ces couches d'infrastructure dans un puits quantique est décrit dans la suite). Dans le cas d'une simple structure fondamentale de puits quantique comprenant une seule couche de puits quantique comprise entre deux couches de barrage, les deux couches de barrage ayant une composition et une largeur de bande interdite alors que la couche de puits quantique a une composition différente et une largeur de bande interdite différente, en l'absence de toute infrastructure de puits quantique, il existe une symétrie de structure qui, en direction perpendiculaire au plan de la couche de puits quantique, donne des fonctions d'onde de trous qui sont symétriques par rapport au plan médian de cette couche de puits quantique. Ces fonctions d'onde donnent à leur tour des décalages de Stark des transitions E1-HH1 et E1-LH1 qui sont symétriques par rapport à la polarité de l'intensité du champ résultant. La présence de la couche de puits quantique supprime la dégénérescence entre les niveaux d'énergie des trous lourds et des trous légers, mais, grâce à la crois- sance des couches de puits quantique avec une composition qui, en l'absence de déformation, ne présente pas d'adapta- tion du réseau avec celle des couches de barrage, il est possible d'introduire une déformation de tension dans la couche quantique avec une amplitude convenant à l'épaisseur de la couche de puits quantique afin que cet effet soit compensé pour un champ résultant nul. Des décalages de Stark sont alors tels que représentés sur la figure 3. Comme indiqué précédemment, étant donné les masses efficaces différentes des trous lourds et des trous légers, la caractéristique 31 de trous lourds HH1 se superpose avec précision à la caractéristique des trous légers LH1 32 uniquement au point de champ nul, si bien que ces décalages par effet Stark sont différents pour une valeur du champ quelconque non nulle. On se réfère à nouveau à la structure de puits quantique que concerne la figure 2 (c'est-à-dire une struc- ture dans laquelle le puits quantique a une infrastructure contenant des couches 12a et 12b d'infrastructure), et les valeurs différentes de déformation des deux infrastructures résultant de l'utilisation de matériaux différents ayant des constantes différentes de réseau en l'absence de déformation, introduisent une asymétrie dans les fonctions d'onde des trous, avec inclinaison de la fonction d'onde des trous lourds un peu vers la gauche de la représentation de la figure 2 et de la fonction d'onde des trous légers un peu vers la droite. Ces phénomènes provoquent alors des décalages de Stark des transitions E1- HH1 et E1-LH1 qui sont déplacées en sens opposé par rapport au point correspondant à un champ appliqué nul. Par sélection convenable de matériaux par rapport à l'épaisseur des couches d'infra- structure, on peut obtenir une adaptation pratique des deux décalages de Stark pour des champs appliqués d'une polarité particulière, par exemple sur une plage comprise entre 0 et kV/cm et plus. Suivant l'utilisation particulière du modulateur, il peut être souhaitable que l'adaptation s'étende pratiquement jusqu'à l'intensité du champ de claquage (qui peut être de l'ordre de 300 kV/cm dans les régions non dopées les plus favorables), ou il peut être souhaitable d'obtenir une meilleure adaptation dans une plage plus limitée, par exemple jusqu'à 100 kV/cm seulement. Dans un exemple particulier, une telle adaptation est représentée sur la figure 4 qui indique les décalages de Stark calculés pour une structure telle que représentée sur la figure 2, dans laquelle les couches de barrage sont formées de InGaAsP (adaptation du réseau avec InP, Xg = 1,18 pm) et dans lequel les couches d'infrastructure 12a et 12b ont une même épaisseur de 4 nm de In1_xGaxAs, les valeurs x étant choisies afin qu'elles donnent une déformation correspondante de tension de 0,43 % et 0,64 %. Sur la figure 4 sur laquelle les caractéristiques des trous lourds et des trous légers sont indiquées respectivement par les courbes 41 et 42 et sur laquelle le champ appliqué par utilisation d'une couche de barrage adjacente à la couche d'infrastructure 12a a une polarité positive par rapport à la couche de barrage adjacente à la couche d'infrastructure 12b a été désigné arbitrairement comme étant un champ positif. Le degré de désaccord résiduel entre les deux décalages de Stark pour les champs positifs est calculé comme étant inférieur à 1 meV sur la plage comprise entre 0 et 100 kV/cm. Il faut comparer cette valeur à une séparation de 6 meV pour un champ de 100 kV/cm dans le cas des champs d'effet Stark de la figure 3 pour un puits quantique n'ayant pas d'infrastructure mais déformé afin qu'il donne une dégénérescence pour une intensité du champ nulle. Le calcul des décalages de Stark a été réalisé avec les paramètres des matériaux indiqués dans le tableau (notation habituelle utilisée avec les déformations de puits quantique et le décalage de bande calculé par M.C.P.N. Krijn "Heterostructure band-offsets and effective masses in III-V quaternary alloys", Semicond. Sci. Technol., 1991, 6, pages 27 à 32 de la manière suivante: Paramètre du matériau (unité) (Inl- xGaxAs) Ino, 79GaO,21As0o, 45P0,55 Eg (eV) 0,36(1-x) + 1,42x-0,37x(1-x) 1,050 A0 (eV) 0,38(1-x)+0,34x-0,0289x(1- x) 0,354 a(A) 6,058(1-x)+5,653x 5,869 b(eV) -1,53(1-x)-1,44x - mc(m0) 0,0185(1-x)+0,0665x 0,0409 mhh(mO) 0,41(1-x)+0,47x 0,36 mlh(mO) 0,0255(1-x) + 0,08x 0,051 Ev,av(eV) -6,68(1-x)-6,84x - 6,884 av(eV) 1,0(1-x)+1,16x - ac(eV) -5,88(1-x)-8,06x Dans ce tableau, Eg représente l'énergie de la bande interdite, A0 l'énergie de séparation de l'orbite de spin, a la constante du réseau, b le potentiel de déformation de cisaillement axial, mc la masse efficace d'un électron dans la bande de conduction, m0 la masse de l'électron dans le vide, mhh la masse efficace d'un trou lourd, mlh la masse efficace d'un trou léger, Ev, av l'énergie moyenne de la bande de valence, av le potentiel de déformation hydrostatique de la bande de valence et ac le potentiel de déformation hydro- statique de la bande de conduction. Le modèle utilisé pour le calcul des performance du modulateur met en oeuvre la technique de la différence en cinq points (d'après W.F. Aces, "Numerical methods for partial éequations", seconde édition, Academic Press, New York (1977), et de J.P. Loehr et J. Singh, "Nonvariational numerical calculations of excitonic properties in quantum wells in the presence of strain, electric fields, and free carriers", Phys. Rev., 1990, B 42, pages 7 154 à 7 162), avec la structure de bande de valence créée avec le formalisme de masse efficace utilisant l'hamiltonien k.p. à trois bandes (bande de trous lourds, de trous légers et de doublement de spin) comprenant les effets de la déformation. Le calcul de la différence finie permet la modélisation d'un puits quantique contenant toute combinaison arbitraire de matériaux et de déformations ainsi que des effets de l'application d'un champ à la structure. On a déjà indiqué que la présente invention s'appli- quait non seulement à des modulateurs ayant des puits quantiques d'infrastructure à deux couches mais aussi à des modulateurs ayant des formes compliquées d'infrastructure comprenant des modulateurs ayant des puits quantiques à infrastructure à trois couches. L'une des caractéristiques d'une infrastructure à trois couches est qu'elle peut être rendue symétrique par rapport au plan médian du point quantique. Dans le cas de la structure de modulateur décrite précédemment en référence à la figure 2, la présence du matériau moins déformé de la couche 12a à gauche du matériau plus déformé de la couche 12b placée à droite a pour effet de décaler la fonction d'onde des trous légers vers la gauche et la fonction d'onde des trous lourds vers la droite, si bien que les côtés droits coïncident pratique- ment. Il est évident que, si l'ordre des deux couches d'infrastructure 12a et 12b était inversé, les sens d'inclinaison ou de déplacement seraient inversés et donne- raient approximativement la coïncidence des côtés gauches des deux fonctions d'onde à la place de celle des côtés droits. Ainsi, avec la disposition symétrique d'une infrastructure à trois couches, il est possible de réaliser les deux types d'inclinaison en même temps pour obtenir une coïncidence approximative simultanée des côtés gauche et droit des fonctions d'onde. Le fonctionnement de cette infrastructure symétrique peut aussi être considérée comme assurant l'adaptation nécessaire car l'infrastructure est utilisée pour le confinement de la fonction d'onde des trous lourds de façon plus importante autour du plan médian de la couche de puits quantique que la fonction d'onde des trous légers. On décrit maintenant, en référence aux figures 5, 6, 7 et 8 plus précisément, un exemple d'une telle disposition symétrique. Dans ce cas, l'adaptation est obtenue avec une disposition symétrique d'infrastructure à trois couches. La structure fondamentale p-i-n de ce laser est la même que celle du modulateur décrit précédemment et elle est donc comme décrit précédemment en référence à la figure 1. Les différences entre ce modulateur et le modulateur décrit précédemment reposent sur l'infrastructure des couches de puits quantique. Les couches de puits quantique de ce modulateur ont une infrastructure à trois couches telle que représentée sur la figure 5, comprenant deux couches 12c d'infrastructure de InGaAs de 4 nm d'épaisseur dont la composition était choisie afin qu'elle donne une constante de réseau telle que ces couches d'infrastructure présentent une déformation de tension de 0,70 %. Une couche d'infrastructure unique de InGaAs de 4 nm d'épaisseur dont la composition a été choisie afin qu'elle donne une constante de réseau donnant à cette couche d'infrastructure une déformation de tension de 0,05 % est placée entre les deux couches d'infrastructure 12c. (Les compositions des couches d'infrastructure 12c et 12d sont respectivement In0,52Ga0,48As et In0,43Ga0,57As). La position des niveaux d'énergie confinée des états des électrons et des trous est indiquée dans le diagramme de la structure des bandes de la figure 5. Il est évident d'après ces états, que la fonction d'onde de l'état HH1 du puits à plusieurs gradins de déformation est essentiellement confinée dans la région centrale de 4 nm étant donné le profil du potentiel des trous lourds, alors que la fonction d'onde de l'état LH1 est étendue sur toute la largeur du puits de 12 nm. Les décalages calculés d'énergie donnés par effet quantique Stark confiné des transitions E1-HH1 et E1-LH1 de la structure auxquelles sont appliqués les champs pouvant atteindre +100 kV/cm sont indiqués sur la figure 6. Comme dans le cas du puits quantique à une seule composition (sans infrastructure) auquel se réfère la figure 3, les deux états sont dégénérés pour un champ nul, mais, contrairement au puits à une seule composition, ils restent adaptés sur toute la plage des champs jusqu'à 100 kV/cm. De manière qualitative, ce comportement peut être compris par considération du cas d'un puits infini. Le décalage de Stark pour de petits champs électriques appliqués dans un puits infini est proportionnel à m*L4, m* étant la masse efficace et L la largeur du puits. Les états des trous lourds se décalent donc plus rapidement que les états des trous légers sous l'action d'un champ appliqué. Cependant, le décalage de Stark le plus grand de l'état HH1 comparé à l'état LH1 est décalé par confinement de la fonction d'onde du trou lourd à une plus faible largeur de puits que la fonction d'onde du trou léger, l'état HH1 étant confiné pratiquement à la région centrale de 4 nm de la couche d'infrastructure 12d et l'état LH1 recouvrant pratiquement toute la largeur de 12 nm du puits quantique comprenant la couche d'infrastructure 12d avec les deux couches d'infrastructure 12c. Compte tenu de la profondeur finie du puits, le confinement inégal des fonctions d'onde des trous lourds et des trous légers compense leur masse efficace différente et donne des décalages de Stark qui deviennent identiques. La structure de la figure 5 a été réalisée afin qu'elle donne une adaptation aussi grande que possible entre les décalages de Stark des transitions E1-HH1 et E1-LH1 et, d'après l'analyse générale précédente, on peut penser qu'on obtient une égalisation optimisée de l'absorption des modes TE et TM. Cependant, cette analyse ne prend pas en compte l'effet perturbateur sur les caractéristiques d'absorption présentées par le fait que les excitons E1-HH1 et E1-LH1 ont des énergies de liaison légèrement différentes. L'effet de cette différence d'énergie de liaison apparaît clairement sur la figure 8. La figure 7 représente les spectres d'absorption TE et TM calculés à deux valeurs du champ appliqué pour un modulateur à puits quantique tel que représenté sur la figure 5, mais avec la différence selon laquelle la couche de puits quantique de 12 nm d'épaisseur, au lieu de comprendre une infrastructure comprenant trois couches d'infrastructure de 4 nm d'épaisseur, est constituée par une seule couche de 12 nm d'épaisseur de composition uniforme choisie afin qu'elle donne une constante de réseau donnant une déformation de tension de 0,32 % à la couche de puits quantique. (La valeur de la déformation est choisie en fonction de l'épaisseur du puits quantique afin que les transitions E1-HH1 et E1- LH1 aient des énergies égales en présence d'un champ appliqué nul). Une première valeur du champ appliqué est nulle (0 kV/cm) et l'autre (65 kV/cm) représente le champ nécessaire pour l'obtention de pics d'excitons pour les modes TE et TM des longueurs d'onde voisines de 1,55 Mm. Pour un champ appliqué nul, les longueurs d'onde des deux pics d'excitons ne coincident pas avec précision à cause de la différence entre les énergies de liaison des excitons E1-HH1 et E1-LH1. Il existe aussi une différence de longueur d'onde entre les pics d'excitons pour un champ appliqué de 65 kV/cm. Il faut aussi noter que l'application du champ a pour effet d'accroître l'absorption des excitons TM et une diminution de l'absorption des excitons TE, si bien que l'absorption présentée par le puits quantique en présence d'un champ appliqué dépend notablement de la polarisation. La figure 8 est une figure équivalente pour le puits quantique ayant l'infrastructure à trois couches de la figure 5. Dans ce cas, un champ appliqué légèrement plus grand, de 75 kV/cm à la place de 65 kV/cm, est nécessaire pour l'obtention des pics d'excitons des modes TE et TM à des longueurs d'onde voisines de 1,55 Mm. Dans ce cas, l'application du champ a pour effet de réduire à des valeurs approximativement égales les pics d'absorption d'excitons TM et TE. Le léger décalage de longueur d'onde entre les deux pics dû à la différence entre les énergies de liaison des excitons apparaît encore, mais ce décalage peut être éliminé par ajustement des décalages aux épaisseurs des couches d'infrastructure du puits et/ou des déformations de manière que cet effet de la différence d'énergie de liaison des excitons soit compensée. Il est bien entendu que l'invention n'a été décrite et représentée qu'à titre d'exemple préférentiel et qu'on pourra apporter toute équivalence technique dans ses éléments constitutifs sans pour autant sortir de son cadre. REVENDICATIONS 1. Modulateur à effet Stark de confinement quantique dans lequel la couche ou chaque couche de puits quantique (12) du modulateur a une composition non uniforme qui donne, dans l'épaisseur de la couche, une valeur non uniforme de la constante du réseau et un profil de déformation dans le modulateur qui est caractérisé en ce que le modulateur présente pratiquement une adaptation des décalages de Stark E1-HH1 et E1-LH1 pour au moins une polarité du champ électrique appliqué entre 0 et 100 kV/cm. 2. Modulateur selon la revendication 1, caractérisé en ce que la couche ou chaque couche de puits quantique a une infrastructure comprenant deux couches d'infrastructure (12a, 12b) ayant des constantes de réseau différentes donnant, dans la direction normale de la couche, des fonctions d'onde des trous lourds HH1 et des trous légers LH1 qui sont inclinées par rapport au plan médian de la couche de puits quantique, et les compositions relatives des couches d'infrastructure sont choisies par rapport à leurs épaisseurs relatives afin qu'elles donnent des déformations différentielles telles que l'inclinaison résultante dans un sens pour les trous lourds est compensée par l'inclinaison dans le sens opposé pour les trous légers d'une manière qui assure pratiquement l'adaptation des décalages de Stark pour les transitions E1-HH1 et E1-LH1 pour un champ appliqué ayant une polarité particulière et compris entre 0 et kV/cm. 3. Modulateur selon la revendication 1, caractérisé en ce que la couche ou chaque couche de puits quantique a une infrastructure comprenant deux couches d'infrastructure. 4. Modulateur selon la revendication 2, caractérisé en ce que les deux couches d'infrastructure ont des épaisseurs égales. 5. Modulateur selon la revendication 1, caractérisé en ce que la couche ou chaque couche de puits quantique a une infrastructure comprenant au moins trois couches d'infrastructure (12c, 12d) qui n'ont pas toutes la même constante de réseau, la couche de puits quantique étant symétrique par rapport à son plan médian. 6. Modulateur selon la revendication 5, caractérisé en ce que la couche ou chaque couche de puits quantique est formée de trois couches d'infrastructure. 7. Modulateur selon la revendication 6, caractérisé en ce que les couches d'infrastructure ont des épaisseurs égales.