FR 2564646 A1 19851122 FR 8407898 A 19840521 2564646' ANVAR 9 Laser à électrons libres perfectionné. L'invention concerne les lasers à électrons libres. A la différence des lasers classiques, dans lesquels on excite des électrons qui appartiennent à des atomes, les lasers à électrons libres utilisent le rayonnement synchro- tron: une particule chargée engendre un rayonnement électro- magnétique lorsqu'elle est accélérée. Ainsi, un laser à électrons libres comprend tout d'abord des moyens accélérateurs de particules chargées, comprenant une section en ligne droite, et agencés pour amener périodi- quement dans cette section en ligne droite un paquet d'élec- trons (ou positrons) portés à une énergie relativiste. Sur cette section en ligne droite est monté coaxialement un onduleur. Un onduleur est défini ici comme une structure, magnétique le plus souvent, qui est propre à moduler de manière répétitive dans l'espace l'accélération des électrons qui passent selon son axe. Ceci leur fait engendrer un fais- ceau de lumière sensiblement colinéaire à l'axe de l'ondu- leur. Enfin, une cavité optique, définie par deux miroirs montés en regard l'un de l'autre de part et d'autre de l'on- duleur, permet l'aller-retour de lumière aui se trouve ainsi émise. Avec un tel dispositif, on a pu récemment obtenir une ampli- fication laser à photons cohérents, ou plus brièvement un "effet laser". Les première expériences ont été réalisées en lumière infrarouge, avec un onduleur monté sur un accéléra- teur linéaire (D.A.G. Deacon et al, Phys. Rev. Lett. 38, 892, 1977, Stanford). Plus récemment encore, le laboratoire pour l'utilisation du rayonnement électromagnétique (LURE) à Orsay a pu obtenir un effet laser dans le domaine visible, à partir d'un faisceau d'électrons circulant dans un anneau de stockage (M. Billardon et al, Phys. Rev. Lett. 51, 1652, 1983). Les lasers à électrons libres présentent des avantages signi- ficatifs, par rapport aux lasers actuellement utilisés indus- triellement. On attend en effet des lasers à électrons libres une puissance ou une intensité supérieure à celle des lasers classiques. Ils présentent de plus la possibilité d'être accordés d'une manière continue dans un vaste domaine de longueur d'onde ou fréquences lumineuses. Toutefois,les premières expériences ont montré que l'effet laser est difficile à obtenir, et plus encore à maîtriser, compte tenu notamment de certains aspects erratiques des phénomènes observés jusqu'à présent. La présente invention vise à résoudre les difficultés ainsi rencontrées, et à permettre la réalisation de lasers à électrons libres qui soient susceptibles d'être appliqués directement au laboratoire et, le cas échéant, dans l'in- dustrie. Les lasers à électrons libres considérés comprennent, comme défini plus haut: - des moyens accélérateurs de particules chargées, comprenant une section en ligne droite, et agencés pour amener périodi- quement dans cette section un paquet d'électrons ou positrons portés à une énergie relativiste, - un onduleur monté coaxialement le long de cette section en ligne droite, et propre à moduler de manière répétitive dans l'espace l'accélération des électrons quiy passent, ce qui leur fait engendrer un faisceau de lumière sensible- ment colinéaire à l'axe de l'onduleur, et - une cavité optique définie par deux miroirs montés en regard l'un de l'autre, de part et d'autre de l'onduleur, pour permettre l'aller-retour de la lumière qui est ainsi émise, - si bien qu'une amplification laser à photons cohérents peut apparaître lorsque la période de cet aller-retour de lumière coïncide avec la période de passage des paquets d'électrons et que le gain optique par passage de paquets d'électrons dépasse les pertes de lumière intervenant dans la cavité optique entre deux passages. Il est noté au passage que les accélérateurs de particules fonctionnent aussi bien avec les électrons qu'avec les posi- trons, qui sont les homologues des électrons avec la charge de signe contraire. Les deux types de particules appartien- nent d'ailleurs à la classe des leptons chargés. La lumière est définie ici comme un rayonnement électromagnétique com- prenant non seulement le domaine visible, mais aussi les domaines de longueurs d'onde voisins, tant dans l'infrarouge proche ou lointain que dans les ultraviolets (ultraviolet dit "à vide'), voire même les rayons X. Enfin, il est question ci-dessus d'une coïncidence entre la période des allers et retours de lumière et la période de passage des paquets - d'électrons. Il va de soi que cette coincidence peut être obtenue non seulement lorsque les périodes sont égales, mais aussi lorsqu'elles sont nultiples entières l'une à l'autre, ou toutes deux multiples entières d'une même durée de temps. Dans une définition très générale, l'invention prévoit des moyens d'ajustement, agissant sur le laser pour faire varier de manière contrôlée dans le temps l'interaction électrons/ photons, ces moyens procédant à un premier état dans lequel ils altèrent les conditions optimales pour l'amplification - laser, et un second état dans lequel ils rétablissent les mêmes conditions, ce qui permet un asservissement-du laser, en même temps qu'une amélioration de l'un au moins des paramètres comprenant l'amplitude de crête des impulsions laser, sa stabilité, le taux de répétition des impulsions laser, et sa stabilité. Selon un autre aspect de l'invention, les deux états sont alternés, de préférence de manière périodique ou quasi- périodique, La durée du premier état est-choisie en fonction de caracté- ristiques des paquets d'électrons, e notamment d'un temps de relaxation observé pour ceux-ci. Ainsi, cette durée peut être choisie suffisamment longue pour augmenter l'amplitude de crête des macro-impulsions du laser, qui interviennent pendant le second état. La durée du second état peut, pour sa part, être rendue infé- rieure à. la durée naturelle des macro-impulsions du laser, ce qui permet d'augmenter le taux de répétition des impul- sions laser. Pour certaines applications, il n'y a pratiquement aucune amplification laser durant le premier état. Pour d'autres applications, il demeure une amplification laser moindre, dans le premier-état, ce qui permet une modu- lation du laser. Les moyens accélérateurs sont avantageusement du type bouclé, et comprennent de préférence un anneau de stockage de par- ticules chargées, le cas échéant un autre type d'accélérateur bouclé sur lui-même. Dans de telles réalisations, les moyens d'ajustement peuvent agir sur l'une au moins des caractéristiques des paquets d'électrons, qui comprennent leur géométrie, leur dispersion énergétique, et leur trajectoire dans l'onduleur. Les moyens d'asservissement peuvent encore agir sur le taux de répétition des paquets d'électrons. Dans le cas particulier d'un anneau de stockage, les moyens d'ajustement peuvent faire intervenir une cavité haute fré- quence, incorporée à l'anneau de stockage, et recevant un signal de commande externe de haute fréquence. Dans un mode de réalisation particulier, les moyens d'ajus- tement comportent des moyens propres à décaler sur commande l'axe de passage moyen des électrons relativement à l'axe de l'onduleur. De tels moyens peuvent utiliser l'application d'un champ électrique et/ou magnétique,commutable sur comman- de,aux paquetsd'électrons. Il est également envisageable que les moyens d'ajustement agissent sur l'une au moins des caractéristiques optiques de la cavité, qui comprennent sa longueur, la direction de son axe optique, et ses pertes. Pour sa part, l'onduleur comprend avantageusement une struc- ture magnétique périodique, qui s'étend selon l'axe de la cavité optique, et procure un champ magnétique stationnaire réglable en amplitude, et de période spatiale choisie. Dans une application particulière, les moyens d'asservisse- ment réagissent à un signal représentatif de l'un des para- mètres du fonctionnement du laser, moyennant quoi l'asser- vissement se fait non pas à partir d'un signal extérieur, i mais comme une contre-réaction sur le laser lui-même. Enfin, alors que l'accélérateur utilisé de préférence est un anneau de stockage, on peut également utiliser un accélé- rateur électromagnétique linéaire, ou un accélérateur élec-'... trostatique du genre accélérateur dit de Van de Graaff. D'autres caractéristiques'et avantages de l'invention appa- raîtront à l'examen de la description détaillée ci-après, et des dessins annexés, sur lesquels: - la figure 1 est un schéma de principe d'un laser à électrons libres selon l'invention utilisant un anneau de stockage; - la-figure 2 est le schéma de principe d'un onduleur. utilisé dans le dispositif de la.figure 1; - la figure 3 est un schéma montrant le rayonnement synchro- tron d'un électron soumis à un champ magnétique transverse; - les figures 4A et 4B illustrent le rayonnement produit par cet électron, respectivement dans un repère tridimensionnel lié à l'électron, et dans un repère fixe tel que celui du laboratoire; - la figure 5 illustre l'allure générale d'un rayonnement synchrotron; - les figures 6A et 6B sont deux diagrammes relatifs aux macro-impulsions du laser à électrons libres; les figures 7A et 7B sont deux autres figures montrant le fonctionnement en macro-impulsions, sur une échelle de temps plus étendue; - la figure 8 est un schéma partiel illustrant un mode de réalisation particulier des moyens d'ajustement; - les figures 9A à 9D sont des diagrammes temporels illus- trant le rôle des moyens d'ajustement; - les figures 10, 10A et 10B sont des reproductions de formes d'ondes relatives à une expérience particulière; -'les figures 11A à 11C sont. des diagrammes temporels illus- trant un autre mode de fonctionnement des moyens d'ajuste- ment selon l'invention; - la figure 12 illustre une autre variante de réalisation des moyens d'ajustement; - les figures 13, 14 et 15 illustrent encore d'autres varian- tes des moyens d'ajustement; et - la figure 16 illustre une variante de l'invention dans laquelle les moyens accélérateurs sont autres qu'un anneau de stockage de particules chargées. Sur la figure 1, la référence 1 désigne un anneau de stockage de particules chargées, également appelé anneau de collision, d'après d'autres applications d'un tel anneau. Un tel anneau peut être défini comme un circuit fermé,comportant des parties - rectilignes interconnectées par des aimants ou -électro-aimants dont la fonction est d'incurver la trajectoire des particules, afin de la conformer en boucle. L'axe de la trajectoire des particules est défini par le trait tireté 10. L'ensemble de l'anneau est bien entendu sous vide, à l'intérieur d'une paroi 19. Dans la présente invention, il circule à l'intérieur de l'an- neau, le long de l'axe 10, un ou plusieurs paquets d'électrons. Dans l'exemple illustré, sont utilisés deux paquets d'élec- trons Pll et P12, qui se présentent à 180 l'un de l'autre (il est usuel de définir la phase des paquets d'électrons le long de l'anneau d'après leur période de révolution dans celui-ci). Dans l'anneau de collision d'Orsay, il est possible d'obte- nir un faisceau d'électrons de structure pulsée, les impul- sions ayant 0,3 à 1 nanoseconde de largeur. Le taux de répé-_ tition des impulsions dépend du diamètre de l'anneau et du nombre de paquets d'électrons injectés dans l'anneau (par des moyens non représentés). Dans l'exemple cité, le taux de répétition est de 27 MHz pour deux paquets d'électrons, ce qui correspond à une période temporelle de 37 nanosecondes (tandis que la période de révolution d'un même paquet est de 74 nanosecondes). L'énergie d'un électron dans le paquet est définie par une quantité y égale au rapport entre l'énergie effective E de l'électron, et son énergie au repos MoC2 o mo est la masse de l'électron et C la vitesse de la lumière. Dans le cas de l'anneau de collision d'Orsay, la quantité y est comprise entre 300 et 1000 environ. Un accélérateur tel que 1 possède une ou plusieurs sections en ligne droite, entre ses aimants de courbure. Sur l'une de ces sections est placé un onduleur, constitué d'une suite de pôles magnétiques 21 et 22 placés en regard les uns des autres, et de-polarités opposées. La figure 2 illustre schéma- tiquement comment un onduleur est constitué de paires de pôles tels que 21-1, 22-1, etc, 21-n, 22-n. Dans le cas de l'anneau de collision d'Orsay, la longueur dis- ponible en ligne droite est de 1,30 mètre, et il a été possi- ble d'y loger un onduleur à aimant permanent possédant 17 périodes spatiales consécutives et optimisé pour des électrons dont l'énergie était de 240 MeV. Pour améliorer les perfor- mances de l'onduleur, il s'est avéré souhaitable de le modi- fier, au moins partiellement, en le conformant en klystron optique. Ceci a été obtenu en remplaçant les trois périodes centrales de l'onduleur par un dispositif dit wiggler à trois pôles (section dispersive). Bien qu'un simple onduleur puisse être suffisant pour obtenir l'effet laser, sur une longueur suffisante, l'invention prévoit en conséquence que l'on utilise des onduleurs plus performants, comportant au moins pour.partie un klystron optique, ou des moyens équivaIents. Sur la figure 1, le trait d'axe noté 20 définit l'axe de l'on- duleur 2. Il définit également, par sa référence 30, l'axe: d'une cavité optique 3 délimitée par deux miroirs M31 et M32, légèrement concaves, et tournés l'un vers l'autre. Ces miroirs permettent l'aller-retour de faisceaux de lumière selon l'axe et/ou 30. Ils comportent des pertes, dont une transmission de signaux lumineux vers l'extérieur, respectivement S37 pour le miroir M31 et S38 pour le miroir M32. Comme on le verra plus loin, la longueur de la cavité optique définie entre les miroirs M31 et M32 est ajustée avec préci- sion, autour.ld'une valeur proche de 5,50 mètres dans l'exem- ple choisi.La précision d'ajustement est meilleure que- - 5 microns. Il convient maintenant d'expliquer l'émission spontanée de lumière qui intervient dans un onduleur que traverse un électron. Comme le montre la figure 2,l'onduleur 2 possède une structure magnétique spatialement périodique, à laquelle peut être asso- ciée une induction magnétique linéairement polarisée, définie par la relation suivante: / B(z) = B0 sin(2nz/o0) o k0 est la période de l'onduleur, B0, l'induction magnétique maximum, et z l'axe de l'onduleur. Il est maintenant fait référence à la figure 3. Si l'on fait propager un électron le long de l'axe z, cet électron adopte une trajectoire sinusoïdale dans le plan perpendiculaire au champ magnétique. L'électron peut alors être considéré- comme un oscillateur se déplaçant le long de l'axe de l'onduleur, tout enémettant une onde électromagnétique. Des photons sont ainsi émis notamment dans la direction 8, et l'on peut les observer en O. o désigne l'angle que forme la normale à la direction d'émission des photons avec l'axe x. Avec les électrons de haute énergie que l'on peut obtenir dans les accélérateurs linéaires ou les anneaux de stockage (quel- ques centaines ou milliers de MeV), les caractéristiques du rayonnement sont déterminées par l'aspect relativiste du mouvement de l'électron. Elles dépendent d'abord de la quan- tité y définie plus haut. Si l'on se place (figure 4A) dans un référentiel qui se dépla- ce le long'del'axe z avec la vitesse moyenne de l'électron considéré, l'onduleur est vu pratiquement par l'électron conmme une onde électromagnétique de période V' peu différente de X0/y (transformation relativiste des champs). L'électron soumis à ce champ électromagnétique devient un oscillateur classique émettant la longueur d'onde '. Toujours dans un référentiel se déplaçant comme l'électron, les directions d'émission sont étendues à l'intérieur de lobes assez larges, Lv vers l;'avant et Lr vers l'arrière. Dans le repère du laboratoire (figure 4B), le diagramme de rayonnement est déterminé par une projection relativiste des angles. Ir y a une projection vers l'avant (dans le sens du mouvement de l'électrons des angles du premier référentiel (figure 4A). L'axe X vient donc dans une position très faible- ment inclinée sur l'axe z et confine ainsi la quasi-totalité du rayonnement vers l'avant dans un cône de quelques milli- radians d'ouverture. Pour sa part, le lobe arrière Lr devient très faible. La longueur d'onde d'émission est alors déterminée par l'effet Doppler,et pour le terme fondamental, il a été observé que l'on obtient sensiblement: À-. 2 (1+K2/2 + y2 02) - 2y EBQ 0. o K = caractérise le champ magnétique, et varie typi- 2imOc il quement entre 0 et 2,5, tandis que 0 est l'angle d'émission de la lumière par rapport à l'axe de propagation/de l'électron.. Il s'avère ainsi que l'émission spontanée des onduleurs cons- titue une source lumineuse de très faible divergence, qui peut être rendue presque monochromatique, puisque sa largeur spectrale est déterminée par le nombre de périodes de l'on- duleur. De surcroît, cette émission lumineuse peut être accor- dée dans un large domaine spectral, en faisant varier l'éner- gie des électrons et/ou le champ magnétique. Enfin, la bril- lance spectrale de cette source lumineuse peut être de plu- sieurs ordres de grandeur supérieure à celle du rayonnement synchrotron classique. Cette source est donc particulièrement intéressante dans le domaine des rayons X (mous) et de l'ultra- violet à vide, tout en comportant des avantages dans les au- tres parties du spectre de rayonnement électromagnétique assimilable à de la lumière. Il est maintenant fait référence à la figure 5, et il est rappelé que la période d'apparition des paquets d'électrons le long de l'onduleur 2 est de 37 nanosecondes. Les explica- tions qui précèdent montrent donc que l'onduleur va émettre des paquets de photons espacés entre eux de 37 nanosecondes, ce qu'illustre précisément la figure 5. Chaque impulsion de photon possède une largeur d'environ 1 nanoseconde, pour deux paquets d'électrons dont la longueur est sensiblement d'une nanoseconde elle aussi. Les photons ainsi créés sont stockés dans la cavité optique 3, qui est placée dans une chambre à vide délimitée par l'encein- te 39 et communiquant avec l'enceinte 19 de l'anneau de sto- ckage. Il a été fait en sorte que les pertes de la cavité optique soient uniquement les pertes des miroirs, cette dis- position étant importante si l'on veut dépasser le seuil de l'effet laser, compte tenu du faible gain que l'on.)peut obte- nir dans un laser à électrons libres tel que décrit. Par ailleurs, la longueur de la cavité optique, qui est voi- sine de 5,50 mètres, doit être ajustée avec précision pour synchroniser les impulsions de photons et les impulsions ou paquets d'électrons, car une variation de longueur de 5 mi- crons provoque l'arrêt du laser. Un premier effet laser a pu être observé, dans les conditions décritesIdans l'article "First Operation of a Storage Ring Free Electron.Laser", de M. Billardon et al. Phys. Rev. Lett. 1651, 1652 (1983) déjà cité. Les conditions opératoires men- tionnées dans cet article sont incorporées à la présente des- cription, pour permettre à l'homme de l'art une meilleure compréhension de l'invention, ainsi que des conditions requi- ses pour obtenir l'effet laser, ainsi que pour contribuer à la définition de l'invention le cas échéant. Pour la description de l'effet laser, il est maintenant fait référence aux figures 6A et 6B, ainsi que 7A et 7B. La structure temporelle du laser est déterminée d'abord par la période de rotation des électrons. Le laser à électrons libres est donc pulsé à 27 MHz. La durée de ces impulsions élémentaires n'a pas encore été mesurée avec précision, mais il a pu être déterminé qu'elle est inférieure à 0,5 nanoseconde. Sur une échelle de temps beaucoup plus longue, le laser n'est pas continu, mais adopte une nouvelle structure pulsée, dite à macro-impulsions. Comme lemontre la figure 6A, ces macro-impulsions ont une durée de 2 millisecondes environ, et une période de 10 à 30 millisecondes (figure 7A) . Il a pu ainsi être établi par les inventeurs que l'interaction entre les photons et les élec- trons provoque une modification des caractéristiques du paquet d'électrons. Ceci conduit non seulement à un mécanisme de saturation de-la puissance laser, mais également à une diminu- tion du gain qui provoque l'arrêt de l'effet laser aussi long- temps que le paquet d'électrons n'a pas retrouvé une structure convenable. Bien que les phénomènes en présence soient loin d'être entiè- rement expliqués, la figure 6B montre l'allure estimée de la variation du gain lié à l'effet laser, pendant la durée d'une macro-impulsion telle que celle de la figure 6A. Il est rappelé tout d'abord que ce gain par passage est défini par la relation suivante: Ws/e = 1 + G, o qs est le flux lumineux qui entre dans l'on- duleur, et be est le flux qui en sort après un passage dans l'onduleur. Bien entendu, pour obtenir un effet laser, il faut satisfaire a priori les conditions suivantes: - La période de rotation des électrons dans l'anneau doit être synchronisée avec la période aller-retour des photons dans la cavité optique. - La trajectoire moyenne des électrons dans l'onduleur doit coincider avec l'axe optique de la cavité. C'est ce qu'on a exprimé plus haut sous une forme différente: l'axe de l'on- duleur doit coincider avec l'axe de la cavité. Si cette condi- tion h'est pas réalisée, les photons émis sont mal stockés dans la cavité, et les électrons n'interagissent plus aussi bienavec les photons. - C'est alors qu'intervient le gain optique, défini plus haut, qui dépend des deux conditions précédentes et de la densité électronique du paquet d'électrons, c'est-à-dire du courant moyen circulant dans l'anneau, ainsi que des dimensions trans- verses et longitudinales du paquet d'électrons. Par ailleurs, le coefficient de réflexion des miroirs étant inférieur à 1, 1'onde lumineuse perd une partie de son énergie à chaque réflexion. On appelle p le coefficient de perte de la cavité optique pour un allerretour des photons, p étant la fraction d'énergie lumineuse perdue (plus généralement, s cette quantité p serait définie sur plusieurs:allersretours si l'interaction électrons/photons ne se faisait-pas à chaque aller-retour). - L'amplification optique dépend de la différence G - p. Si G est inférieur à p, il y a une amplification faible, tandis que si G est supérieur à p, on obtient l'effet laser. L'amplifica- tion optique est ici définie comme le rapport entre le flux lumineux qui sort de la cavité lorsqu'il y a du gain et le flux émis lorsqu'il n'y a pas de gain, c'est-à-dire (GO0) A = *(G=0) Il s'avère ainsi que l'effet laser dépend des pertes de la cavité. L'effet laser dépend aussi de l'énergie des électrons et de l'amplitude du champ magnétique. Sur la figure 6B, on a associé à une macro-impulsion laser naissante sur la figure 6A un gain qui diminue d'une quantité Gmax à une valeur G = p, qui correspond sensiblement à la crête de la macro-impulsion. Par la suite, le gain diminue jusqu'à une valeur Gmin. En d'autres termes, si à un instant donné le gain s'établit, chacune des micro-impulsions (figure 5) sera amplifiée à cha- que passage aussi longtemps que le gain est supérieur aux per- tes p, mais cette interaction des électrons et des photons conduit non seulement à une amplification, mais aussi à une modification des caractéristiques du faisceau d'électrons (modification de l'énergie des électrons, de leur vitesse, de la densité électronique par exemple), ce qui diminue le gain G au cours du développement de la macro-impulsion laser, dans une sorte de phénomène de saturation. Ainsi, lorsque G = p, le laser atteint sur la figure 6A sa puissance crête maximum, mais le gain continue à diminuer et devient inférieur aux pertes de sorte que la puissance laser diminue, et que la macro-impulsion tend à s'éteindre. Par contre, il a été observé que lorsque le laser est arrêté, ou a diminué fortement de puissance, l'évolution des caracté- ristiques du faisceau d'électrons n'est plus déterminée par l'interaction avec la lumière, mais par les conditions de fonctionnement de l'anneau de stockage lui-même, qui tendent à redonner au paquet d'électrons sa structure "normale". La structure normale peut être définie comme celle qui correspond au paquet de photons de la figure 5. * Le temps de relaxation que l'on observe ainsi dans le fonc- tionnement du laser est de l'ordre de 100 millisecondes, pour une énergie de 180 MeV, ce temps variant comme l'inverse de la puissance troisième de l'énergie. Au cours de cette relaxa- tion, le gain augmente, et lorsqu'il atteint à nouveau la valeur G = p, une nouvelle macro-impulsion laser peut commen- cer à se développer. Il en résulte alors une suite de macro-impulsions séparées de 10 à 15 milliseondes (ou plus) comme le montre la figure 7A. La figure 7B montre l'évolution estimée du gain pendant chacune des macro-impulsions de la figure 7A, ainsi que le temps de relaxation du laser, illustré par la remontée réfé- rencée RN (pour relaxation naturelle). Ce type de fonctionnement, dû au mécanisme de saturation, a les conséquences suivantes: -Le Laser est pulsé,et non pas continu (en dehors de la struc- ture à 37 nanosecones) et il adopte en général un caractère erratique puisque l'amplitude, la période et la largeur des macro-impulsions sont fluctuantes, voire extrêmement fluc- tuantes. - La puissance moyenne du laser est déterminée par ces méca- nismes de saturation, et la puissance crête d'une macro- impulsion est aussi limitée par les mêmes mécanismes. C'est à partir de ces observations que la présente invention vient proposer un fonctionnement différent d'un laser à élec- trons libres. Ce fonctionnement peut être appelé "laser asservi", et sera maintenant décrit. Il a été observé en effet qu'un fonctionnement beaucoup plus stable peut être obtenu en provoquant artificiellement l'arrêt temporaire du laser, de préférence de façon périodique ou quasi-périodique. Différents moyens permettent de réaliser cette condition: - Il est possible de désynchroniser les impulsions d'électrons et de photons, soit en changeant légèrement la période de rota- tion des paquets d'électrons dans l'accélérateur bouclé que constitue l'anneau de stockage, soit encore de décaler trans- versalement les paquets d'électrons par rapport à l'axe de la cavité optique, à l'aide d'un champ électrique ou magnéti- que par- exemple, afin d'obtenir un mauvais recouvrement entre' les photons et les électrons. - On peut encore modifier les pertes de la cavité optique, ou plus généralement le fonctionnement de celle-ci: Le laser à électrons libres ainsi perfectionné peut fonctionner au coup par coup ou, de préférence, de façon périodique. Ce type de pilotage d'un laser à électrons libres est dénommé ici asservissement-. Avec un tel asservissement, on obtient un laser parfaitement stable du point de vue périodicité, assez stable en amplitude, sans perte appréciable de puissance moyenne, et avec des puissances de-crête beaucoup plus importantes qu'en fonc- tionnement naturel. Actuellement, le laser à électrons libres utilisant l'anneau de collision d'Orsay a pu être asservi sur n'importe quelle fréquence comprise entre 10 Hz et 1 kHz. Bien entendu, ce pilotage du laser peut être défini plus généralement, comme un asservissement de son fonctionnement d'après l'apparition d'un événement qui est peut-être exté- rieur ou même lié au fonctionnement du laser. En d'autres termes, la présente invention permet non seulement de stabi- liser la période du laser, mais aussi de réaliser d.'autres types de fonctionnement tels que le "tir au coup par coup", la production d'un laser modulé, ou l'utilisation d'une contre-réaction sur le laser lui-même. Une description plus détaillée en est donnée ci-après. L'asservissement du laser peut se faire en agissant soit sur la synchronisation de la période de rotation des paquets d'électrons dans l'anneau avec la période d'aller-retour des photons dans la cavité optique, soit sur la coincidence de la trajectoire des paquets d'électrons dans l'onduleur avec l'axe optique de la cavité, soit sur la densité électronique et les dimensions!du paquet d'électrons, soit encore sur les pertes mêmes de la cavité. L'exemple décrit ci-après intéresse principalement la modifi- cation de la période de rotation des électrons dans l'anneau de stockage, ce qui permet une augmentation de la puissance de crête du laser et une stabilisation de celui-ci, ou, en variante, la réalisation d'un laser modulé. La figure 8 illustre une partie de l'anneau de stockage illus- tré en 1. Cet anneau de stockage est muni d'une cavité radio- fréquence 52, reliée à un oscillateur local 51. La fréquence de rotation des électrons dans l'anneau de stockage est déter-- minée par la fréquence de l'oscillateur 51 qui alimente la cavité 52. On prévoit un générateur externe 50 qui agit sur l'oscillateur local 51, de manière à faire varier la fré- quence de celui-ci, et par là la fréquence de rotation des paquets d'électrons dans l'anneau. La modification de la fréquence est effectuée de préférence comme indiqué sur la figure 9A: - Pendantdes intervalles de temps T1, la fréquence appliquée à la cavité est telle que.la période de rotation des paquets d'électrons dans l'anneau soit désynchronisée par rapport à la période des allers-retours de photons dans la cavité opti- que 3 (figure 1). Dans ces conditions, il n'y aura pas d'effet laser. Dans la mesure o on part de l'état de repos du laser à électrons libres, la cavité optique 3 ne sera le siège que d'impulsions de photons du genre illustré sur la figure 5, avec une période légèrement différente de 37 nanosecondes puisque la fréquence a été modifiée. Pendant le temps T2, au contraire,on amène l'oscillateur local 51 sur la fréquence qui correspond exactement à la synchronisation de la période de rotation des paquets d'électrons dans l'anneau de stockage avec la période d'aller-retour des photons dans la cavité - optique 3. Dans ces conditions, une impulsion laser se déve- loppe dans la- cavité, de la manière illustrée sur les figu- res 6A et 6B. Mais le fonctionnement n'est plus le même que le fonctionnement naturel précédemment décrit. En effet, pen- dant les intervalles de temps T1, l'amplification laser est supprimée pendant un temps suffisamment long pour que les paquets d'électrons retrouvent leurs caractéristiques "nor- males", c'est-à-dire leur état normal, ou tout du moins que ces paquets d'électrons recouvrent un état qui corresponde à un gained'interaction électrons/photons dans la cavité supé- rieur au gain Gmax du fonctionnement naturel (figures 6B et 7B). En d'autres termes, pendant les intervalles de temps de durée T1, le ou les paquets d'électrons relaxent vers leur état normal à grand gain, de sorte que lorsqu'on rétablit la coin- cidence des périodes des électrons et des photons (intervalle de temps T2), la construction d'une impulsion laser est assu- rée à partir d'un état à grand gain, et cette impulsion laser atteint une amplitude de crête importante avant que les phéno- mènes de saturation précédemment décrits n'aient diminué le gain. En fait, la puissance de crête obtenue sera d'autant plus importante que l'on aura su réaliser une différence im- portante entre le nouveau gain maximum ainsi obtenu et les pertes de la cavité optique qui, pour leur part, n'ont pas changé. La figure 9A illustre une succession d'états T1 et T2 du signal de commande 50 de l'oscillateur 51. Pendant les états T1, la figure 9C montre que les paquets d'électrons atteignent un état qui correspondrait (si l'oscillation laser était pos- sible) à un gain très élevé dans la cavité. A cet égard, la figure 9C est considérée par simplification comme une courbe de gain, mais il ne s'agit pas d'un véritable gain puisque le gain générateur d'effet laser n'existe pas pendant les inter- valles de temps T1. C'est pourquoi la figure 9D limite les parties de la figure 9C aux instants o le gain existe, pen- dant les intervalles de temps T2. En ce sens, c'est seulement pour la figure 9D qu'il est légitime et rigoureux de parler du gain laser. La figure 9B illustre la forme générale des impulsions laser obtenue pendant les intervalles de temps T2.On voit que la période de ces impulsions est tout à fait stabilisée, que leur amplitude de crête est très importante, et elle aussi beaucoup plus stable que précédemment. Retournant brièvement à la figure 9C, on peut considérer que les portions de la courbe illustrée qui correspondant aux in- tervalles de temps T1, portions notées RA, correspondent à une relaxation artificielle du laser,beaucoup plus efficace que la relaxation naturelle RN apparaissant sur la figure 7B. Les figures 10,10A et 10B illustrent des courbes obtenues expérimentalement. La figure 10 correspond à un effet laser naturel, c'est-à-dire sans les moyens de l'invention. On y remarque que la périodi- cité des impulsions laser (macro-impulsions) est assez varia- ble, de même que leur amplitude. La période moyenne est de l'ordre de 13 millisecondes. La figure 10A illustre l'allure d'un signal de commande SC qui peut être appliqué au générateur 50 pour faire varier la fréquence de rotation des paquets d'électrons dans l'anneau de stockage. Comme précédemment décrit, ce signal comporte des périodes P1 de désynchronisation, séparées par des pério- des P2, ici plus brèves, de synchronisation. On remarque immédiatement que les impulsions laser produites, et illus- trées sur la figure 10OB, ont une période très stable définie par la période du siqnal SC, ici 80 millisecondes. Elles ont également une amplitude beaucoup plus importante que celle de la figure 19, et beaucoup plus stable. Les échelles verti- cales ne sont pas rigoureuses sur les deux-figures, et les impulsions de la figure 10B sont à peu près vingt fois plus importantes que celles de la figure 10. Le fonctionnement asservi de'l'invention peut être défini plus généralement de la manière suivante: - Pendant la séquence T1, on supprime ou diminue fortement l'interaction des photons et des électrons, afin de maintenir le faisceau d'électrons dans un état à grand gain, ou de le laisser se relaxer le plus rapidement possible vers cet état à grand gain,s'il part d'un état différent. 21 2564646 - Pendant la. séquence T2, l'interaction des photons et des électrons est alcrs rendue maximum, afin qu'une impulsion laser intense se développe- Dans la plupart des cas, la sé- quence T2 sera plus brave que la séquence T1. Dans une expérience particulière utilisant ce premier type d'application (stabilisation d'amplitude de crête et de sa période), on a pu obtenir les résultats suivants: - augmentation de la puissance de crête dans un rapport 20; - diminution de la largeur des macro-impulsions, qui passe à une milliseconde au lieu des trois millisecondes du fonction- nement naturel; - conservation.de la puissance moyenne du laser si la fréquen- ce des impulsions n'est pas trop faible (10 Hz environ); - augmentation de l'énergie de chacune des impulsions'laser si le taux de répétition du signal de commande SC est infé- rieur au taux de répétition naturel; - possibilité de commander à volonté l'apparition des impul- sions du laser en fonction d'un évènement extérieur, puisque la séquence T2 peut être déclenchée à n'importe quel moment, dès lors que la séquence T1 précédente a été suffisamment longue pour que le gain devienne supérieur aux pertes; - possibilité d'obtenir un laser parfaitement périodique et d'amplitude stable; à noter que le fonctionnement asservi est obtenu à 12 Hz environ alors que le fonctionnement naturel se fait à une période de l'ordre de 80 Hz, et que les fluc- tuations de l'amplitude de crête,,qui étaient de 100 % en fonctionnement naturel, sont réduites à - 5 % en fonctionne- ment asservi. Dans le premier type d'application, ci-dessus décrit, la durée de la séquence T2 était supérieure à la largeur naturelle de la macro-impulsion laser, c'est-à-dire que l'on laissait cette macro-impulsion évoluer librement, tandis que les mécanismes de saturation exposés plus haut pouvaient détruire complète- ment le gain optique, c'est-à-dire le rendre inférieur aux pertes. Une seconde famille d'applications utilise une réduction de la durée de la séquence T2, de sorte que l'impulsion laser ne se développe pas complètement. Dans ce cas,on peut faire en sorte que le gain demeure toujours supérieur aux pertes. Cette considération mise à part, le fonctionnement est assez proche de celui décrit précédemment. Toutefois, il a été observé qu' l'on peut non seulement réduire la durée des séquences T2, mais aussi réduire considérablement celle des séquences T1, car le laser peut redémarrer instantanément puisque l'on a toujours la condition G supérieur à p. En d'autres termes, il est donc possible d'obtenir un laser pulsé à fréquence assez'élevée, sans perdre sensiblement au niveau de la puissance moyenne, pourvu que l'on règle correc- tement le rapport cyclique T1/T2. La figure 11A montre un exemple de signal de commande de ce second type. Pendant la séquence T2, un début d'impulsion laser se développe, début qui est tronqué par rapport à l'impulsion laser normale illustrée en tireté sur la figure 11B. Dès la fin de la séquence T2, l'impulsion laser retombe, pendant un temps qui est défini par la "durée de vie de la cavité optique", c'est-à-dire le temps pendant lequel celle- ci peut continuer à opérer en l'absence de gain. La figure 11C est comparable à la figure 9C, et illustre un gain exprimé en termes d'état du faisceau, tandis que la par- tie illustrée en trait tireté et référencée SG montre le gain véritable, en tenant compte du fait qu'il n'y a plus d'effet laser pendant la séquence T1 (comme ce fut illustré sur la figure 9B). Cette figure 11C, en montrant l'état du faisceau, fait appa- raitre que le gain théorique associé à l'état du faisceau peut demeurer toujours supérieur aux pertes p. Des expériences conduites de cette manière ont permis un fonc- tionnement du laser à électrons libres à une fréquence de répétition de l'ordre de 2kHz, c'est-à-dire 25 fois plus élevée que la fréquence naturelle. Une autre variante de ce type de fonctionnement a pu être observée, variante qui est d'ailleurs généralisable au premier type de fonctionnement. Jusqu'à présent, on a considéré qu'il y avait suppression complète du gain du laser pendant la période T1, c'est-à-dire que le laser redémarrait à chaque début de période T2. Il est possible que, pendant la période T1, l'on diminue le gain (théorique) du laser, c'est-à-dire l'état du faisceau assodié à un tel gain, sans l'annuler complètement. Pourvu que le taux ae répétition des impulsions soit assez élevé, lelaser à électrons libres adopte alors une structure pseudo- continue, c'est-à-dire que l'effet laser subsiste en perma- nence, avec une amplitude légèrement fluctuante à cause du "hachage" du gain. Dans ce cas, l'effet de l'asservissement est d'empêcher le laser d'atteindre le niveau de saturation, tout en maintenant pendant la période T1 un gain suffisant pour que le laser ne s'arrête pas. Ceci réalise une sorte de modulation du laser à-électrons libres. L'invention permet donc bien le fonctionnement d'un laser à électrons ou positrons libres en asservissement sur un phéno- mène ou un signal qui peut être extérieur,ou intérieur. Le fonctionnement obtenu peut être du tir au coup par coup, un fonctionnement-impulsionnel, de façon périodique ou apério- dique dans une assez large gamme de fréquences, ou même deve- nir upseudo-continu". Le phénomène extérieur qui commande le laser peut revêtir de très nombreuses formes, depuis le tir au coup par coup en passant par une séquence préétablie jusqu'à l'asservissement pur et simple sur un générateur de fonction permettant d'obte- nir un laser parfaitement périodique. Une variante consiste à utiliser comme phénomène de- commande un paramètre associé au fonctionnement du laser ou de l'anneau de stockage lui-même. Dans ce dernier cas, on obtient une sorte de contre-réaction, qui permet de stabiliser le laser, ou bien de le faire auto-osciller, ou bien de déclencher l'effet laser seulement lorsque le paquet d'électrons remplit certaines conditions. Suivant les applications, les avantages obtenus pourront'être divers, mais en règle générale on obtiendra toujours soit une augmentation de la puissance de crête et de sa stabilité, soit une amélioration du taux de répétition des impulsions (qui devient plus souple) et de sa stabilité. Les applications telles que tir au coup par coup ou modulation de l!amplitude à une fréquence donnée serangent en principe dans les caté- gories ci-dessus. Dans ce qui précède, on a décrit différentes applications de l'invention, à partir d'un moyen d'asservissement qui consis- tait en la modification de la période de rotation des faisceaux ou paquets d'électrons dans l'anneau de stockage. On considérera maintenant d'autres moyens d'asservissement utilisables selon l'invention, et donnés à titre non limitatif. Les moyens d'asservissement décrits plus haut ont l'avantage de permettre une commutation très rapide entre les états Tl et T2. Ils sont plus difficilement utilisables pour une modi- fication progressive du gain. D'autres moyens d'asservissement permettent une modification de la densité électronique. Ainsi, on peut tout d'abord modifier les dimensions trans- versales du faisceau d'électrons. Il est connu d'exciter le faisceau d'électrons pa une source de signal aléatoire ("bruit"). On augmente ainsi les dimensions transversales du faisceau d'électrons. La présente invention consiste alors à commander l'amplitude du bruit par le signal extérieur SC ou SC2, de façon à produire,.une diminution du gain optique. Sur un anneau de stockage, on définit un point de fonctionne- ment,pour lequel les caractéristiques du paquet d'électrons sont déterminées par les éléments de l'anneau tels que sa cavité haute fréquence, ses éléments focalisants, ainsi que ses éléments de réglage des nombres d'ondes, quadrupoles et hexapoles, notamment. On peut alors modifier l'un de ces éléments, convenablement choi- si, pour provoquer un changement de la densité électronique, de la dispersion en énergie des électrons, de la longueur du paquet d'électrons, ou même pour modifier la trajectoire du paquet d'électrons à l'intérieur de l'anneau, de façon qu'il ne passe plus exactement dans l'axe della cavité optique. Ces modifications de l'état du faisceau d'électrons peuvent être utilisées de deux manières différentes. Par le signal de commande extérieure SC ou SC2, on agit sur l'une des caractéristiques de l'anneau pour diminuer le gain temporairement comme dans les descriptions précédentes. Toutefois, il est également envisageable de commander cer- taines caractéristiques de l'anneau de façon à augmenter le gain, soit par augmentation de la densité électronique, soit par diminution de la dispersion en énergie des électrons. En agissant de cette manière, et en permanence, sur une caractéristique de l'anneau, on définit un nouvel "état normal" des paquets d'électrons, à partir duquel on peut réaliser un asservissement par diminution temporaire du gain de la manière précédemment décrite. Par contre, dans certains cas, ce nouvel "état normal" ne peut être obtenu que pédant une durée limitée, et l'asservissement nécessite alors une double commande. Par exemple, on utilisera le dispositif illustré sur la figure 12. La cavité haute fréquence 52 est maintenant comman- dée en fréquence comme précédemment par un oscillateur 54, mais aussi en amplitude par un organe 53. Les organes 53 et 54 sont tous deux sous le contrôle d'un signal extérieur SC3. On sait que la cavité haute fréquence placée sur l'anneau. a notamment pour fonction de redonner au paquet d'électrons l'énergie qu'ils ont perdue à chaque tour. La fréquence de la cavité détermine la période de rotation, tandis que l'ampli- tude du champ haute fréquence appliquée par cette cavité aux électrons détermine la longueur du paquet d'électrons, et agit sur sa dispersion en énergie, ainsi que sur ses dimensions transverses, et sur sa dispersion angulaire de vitesse. La commande illustrée sur la figure 12 agit simultanément sur l'amplitude et sur la fréquence duoChamp électromagnétique appliquées aux paquets d'électrons, afin de synchroniser d'une part les électrons et les photons au niveau de la cavité opti- que, et aussi de provoquer une augmentation du gain par sur- tension de la cavité haute fréquence. On peut ainsi obtenir des puissances de crête encore plus importantes. En bref, pendant les périodes T1, on réalise à la fois une désynchronisation des électrons par rapport aux photons, et un retour de la cavité haute fréquence à son niveau de gain normal, afin de laisser le paquet d'électrons se relaxer naturellement. Pendant les périodes T2, on rétablit en même temps la synchro-- nisation et un gain supérieur à celui correspondant au niveau normal. D'autres moyens d'asservissement peuvent être réalisés en modifiant la position relative de la trajectoire moyenne des paquets d'électrons relativement à l'axe optique de la cavité 3. La figure 13 illustre schématiquement que, dans l'anneau 1, sont placées deux électrodes 55, excitées par un signal de commande 56. Ces électrodes sont réalisées de manière telle que le faisceau d'électrons soit dévié selon la trajectoire en trait plein FD, par rapport à la trajectoire initiale ou normale FN. Le signal de commande 56 possède l'une des formes SC ou SC2 décrites plus haut. Pendant les intervalles de temps T1, la trajectoire des paquets d'électrons est FD, il n'y a pas d'effet laser, et les paquets d'électrons relaxent vers un état correspondant à un gain théorique élevé. Pendant les intervalles de temps T2, les paquets d'électrons retrou- vent leur trajectoire normale FN, et l'effet laser se produit, d'une manière comparable à ce qui a été décrit plus haut. Bien entendu, la figure 13 n'est qu'une illustration très schématique, et il sera souvent nécessaire d'utiliser plut-. sieurs jeux d'électrodes, disposés tout le long de l'anneau, afin d'assurer simultanément la déviation de trajectoire désirée au niveau de l'onduleur 2. et une trajectoire correcte des paquets d'électrons dans le reste de l'anneau. En pratique, on a réalisé une déviation de l'ordre de 0,2 mm entre les trajectoires FD et FN, par application de 200 Volts sur les jeux d'électrodes, et une telle déviation a suffi à arrêter le laser. Ce moyen permet non seulement une variation rapide du gain, mais aussi une diminution progressive de celui-ci selon la tension appliquée, et permet donc aussi bien une commutation tout ou rien qu'une contre-réaction plus progressive. Bien entendu, les électrodes produisant un champ électrique déviateur peuvent être remplacées par des bobines produisant un champ magnétique de déviation, comme le sait-l'homme de l'art. La figure 14 illustre une variante de la figure 13, dans la- quelle-on a placé de part et d'autre de l'onduleur 2 des jeux d'électrodes 57 et 58 alimentés par des tensions opposées -V et +V, ces électrodes permettent d'assurer un découplage total entre la trajectoire des électrons dans l'onduleur et la trajectoire des paquets d'électrons dans le reste de l'anneau, qui demeurent alors disponibles pour d'autres expériences. La figure 15 illustre une autre variante des:.moyens d'asser- vissement, dans lesquels on agit sur l'axe optique de la cavité. L'un (au moins) des miroirs, ici le miroir M31A, possède un point d'appui bas fixe défini par un support 311 solidaire d'un bâti 310. Son-point d'appui supérieur est, au contraire, défini par une céramique piézo-électrique 312 alimentée par un circuit d'excitation 313. Un signal du type SC ou- SC2 est appliqué au circuit 313, afin de réaliser ou non l'exictation de la céramique. Lorsque la céramique est excitée, le-miroir M31A est sujet à des oscillations par rapport à -l'axe optique-30, qui' produisent un désalignement de la cavité optique, qui ne peut plus-fonctionner. Ainsi, les périodes T1 correspondent à une telle desexcitation de la cavité, tandis que lacéramique piézoélectrique est arrêtée pendant les périodes T2. Une variante immédiate consisterait à monter le miroir M31A dans son ensemble sur une céramique telle que 312, de façon à moduler la longueur de la cavité, au lieu de produire une inclinaison de l'axe du miroir M31A sur l'axe 30 de la cavité. Les expériences conduites utilisent des miroirs possédant un rayon de courbure de 3 mètres, pour une longueur de la cavité d'environ 5,5 mètres. Il a été observé qu'il Buffit -4 de faire pivoter un miroir de 2.10-4 radians pour stopper le laser (à partir d'un déplacement mécanique progressif, dans une expérience). Il est également possible d'agir sur les pertes'de la cavité optique, en les modifiant de différentes façons. On a décrit ci-dessus des modifications de la trajectoire optique dans la cavité, ou bien desk. modifications de l'axe optique de la cavité. Lorsqu'elles sont d'amplitude suffisante, ces modi- fications peuvent introduire des pertes par diffraction au niveau des miroirs, ou même provoquer le déstockage complet des photons. Une autre façon de faire consiste à introduire un élément absorbant dans la cavité optique, dont l'exemple le plus simple serait un obturateur mécanique, ou même une simple lame transparente introduisant des pertes par réflexion. On peut également introduire un élément qui dévie les photons (miroir ou prisme) afin qu'ils n'atteignent plus les miroirs d'extrémité. L'homme de l'art connaît de nombreux dispositifs de ce genre utilisables dans la cavité optique. Il a été indiqué plus haut que les lasers à électrons libres possèdent la propriété d'être accordablesd'une manière con- tinue dans un vaste domaine de longueurs d'ondes ou fréquences lumineuses. On a également indiqué que cette variation de longueurs d'ondes s'obtient principalement par modification de. l'énergie des électrons et/ou de l'amplitude du champ magnétique dans l'onduleur (ou plus généralement du paramètre de commande de l'onduleur). Il est alors possible d'introduire dans la cavité un système dispersif (c'est-à-dire sélectif en fréquence) qui accorde le laser sur uneelongueur d'onde donnée. Dans ce cas, toute modi-- fication de l'énergie ou du champ dans l'onduleur pourra pro- voquer l'arrêt du laser, et il suffit ainsi de modifier l'éner- gie ou le champ dans l'onduleur selon l'un ou l'autre des signaux SC ou SC2 décrits plus haut. Dans la description donnée jusqu'à présent, la source d'élec- * trons utilisée était un anneau de stockage, c'est-à-dire un accélérateur bouclé dans lequel les mêmes paquets d'électrons vont rayonner à chaque passage dans l'onduleur. Il s'agit du mode de réalisation préféré de l'invention. Toutefois,on peut faire fonctionner en mode bouclé des accé- lérateurs qui ne le sont pas intrinsèquement. Il est ainsi possible de boucler sur-lui-même un accélérateur électroma- gnétique linéaire, ou encore un accélérateur électrostatique. Selon une autre variante encore, l'invention peut être mise en oeuvre sans bouclage, comme illustré sur la figure 16. Un accélérateur linéaire ou un accélérateur électrostatique 1A applique des paquets d'électrons répétitifs notés E- à un onduleur,les électrons étant déviés pour rentrer dans l'on- duleur en 202 et en sortir en 203 par des moyens électrosta- tiques et/ou électromagnétiques. Les paquets d'électrons rayonnent comme précédemment décrit dans l'onduleur, et le rayonnement est repris par la cavité optique définie par les miroirs M31 et M32.. Des effets laser ont été obtenus dans ces conditions. Certains aspects de l'invention peuvent s'y appliquer. L'accélérateur peut donc être un accélérateur électromagnétique linéaire, ou un accélérateur électrostatique par exemple du type Van de Graaf. Revendications. 1. Laser du type dit à électrons libres, comprenant: - des moyens accélérateurs de particules chargées (1) compre- nant une section en ligne droite (18), et agencés pour amener périodiquement dans cette section un paquet d'électrons ou positrons (Pll, P12) portés à une énergie relativiste, - un onduleur (2), monté coaxialement le long de cette sec- tion en ligne droite (18) et propre à moduler, de manière répétitive dans l'espace, l'accélération des électrons qui y passent, ce qui leur fait engendrer un faisceau de lumière sensiblement colinéaire à l'axe (20) de l'onduleur, et - une cavité optique (3), définie par deux miroirs (M31, M32) montés en regard l'un de l'autre, de part et d'autre de l'on- duleur (2) pour permettre l'aller-retour de la lumièreainsi émise. - si bien qu'une amplification laser à photons cohérents peut apparaître lorsque la période de cet aller-retour de lumière coincide avec la période de passage des paquets d'électrons et que le gain optique par passage de paquets d'électrons - dépasse les pertes de lumière intervenant dans la cavité optique entre deux passages, caractérisé par des moyens d'ajustement (5) agissant sur le laser pour faire varier de manière contrôlée dans le temps l'interaction électrons /photons, ces moyens possédant un pre- mier état (T1) dans lequel ils altèrent les conditions opti- males pour l'amplification laser, et un second état (T2) dans lequel ils rétablissent ces mêmes conditions, ce qui permet un asservissement du laser, en même temps qu'une amélioration de l'un au moins des paramètres comprenant: l'amplitude de crête des impulsions laser, sa stabilité, le taux de répéti- tion des impulsions laser, et sa stabilité. 2. Laser selon la revendication 1, caractérisé en ce que les deux états (T1, T2) sont alternés. 3. Laser selon la revendication 2, caractérisé en ce que les deux états (Tl, T2) sont alternés de manière périodique ou quasi-périodique. 4. Laser selon l'une des revendications 1 et 2, caractérisé en ce que la durée du premier état (T1) est choisie en fonc- tion d'un temps de relaxation observé pour les paquets d'électrons. 5. Laser selon la revendication 4, caractérisé en ce que la durée du premier état (T1) est choisie suffisamment longue pour augmenter l'amplitude de crête des macro-impulsions du laser. 6. Laser selon l'une des revendications 3 à 5, caractérisé en ce que la durée du second état (T2) est inférieure à la durée naturelle des macro-impulsions du laser. 7. Laser selon l'une des revendications 3 à 6, caractérisé en ce que, dans le premier état (T1), il n'y a pratiquement aucune amplification laser. 8. Laser selon la revendication 6,.caractérisé en ce que, dans le premier état (T1), il demeure une amplification laser moindre, ce qui permet une modulation du laser. 9. Laser selon l'une des revendications 1 à 8, caractérisé en ce que les moyens accélérateurs (1) sont du type bouclé. 10. Laser selon la revendication 9, caractérisé en ce que les moyens d'accélérateurs (1) comprennent un anneau de stockage de particules chargées. 11. Laser selon l'une des revendications précédentes, caractérisé en ce que les moyens d'ajustement (5) agissent sur l'une au moins des caractéristiques despaquets d'élec- trons, qui comprennent leur géométrie, leur dispersion éner- gétique, et leur trajectoire dans l'onduleur. 12. Laser selon l'une des revendications précédentes, caractérisé en ce que les moyens d'asservissement (5) agissent sur le taux de répétition des paquets d'électrons. 13. Laser selon l'une des revendications 11 et 12, prise en combinaison avec la revendication 10, caractérisé en ce que les moyens d'ajustement (5) comprennent une cavité haute fréquence (52), incorporée à l'anneau de stockage (1), et recevant un signal de commande externe de haute fréquence (50). 14. Laser selon l'une des revendications précédentes, carac- térisé en ce que les moyens d'ajustement comportent des moyens , 56; 57, 58) propres à décaler sur commande l'axe de passage moyen des électrons relativement à l'axe de l'onduleur. 15. Laser selon la revendication 14, caractérisé en ce que les moyens de décalage (55; 17, 18) appliquent un champ électrique et/ou magnétique commutable sur commande, aux paquets d'électrons. 16. Laser selon l'une des revendications précédentes, caractérisé en ce que les moyens d'ajustement (5) agissent sur l'une au moins des caractéristiques optiques de la cavité, qui comprennent sa longueur, la direction de son axe optique, et ses pertes. 17. Laser selon la revendication 16, caractérisé en ce que l'un au moins (M 31A) des miroirs de la cavité est monté sur une céramique piézo-électrique (312), susceptible, sur com- mande, d'être excitée (313) pour faire varier la position axiale ou la direction de ce miroir. 34 2564646 18. Laser selon la revendication 16, caractérisé en ce que la cavité optique est rendue dispersive en fréquences opti- ques, et en ce que les moyens d'asservissement agissent-sur le rapport entre l'énergie des électrons et l'amplitude de la modulation d'accélération apportée par l'onduleur. 19. Laser selon l'une des revendications précédentes, caractérisé en ce que l'onduleur (2) comprend une structure magnétique périodique (21, 22) qui s'étend selon l'axe de la cavité optique et procure un champ magnétique stationnaire réglable en amplitude et de période spatiale choisie. 20. Laser selon l'une des revendications précédentes, caractérisé en ce que les moyens d'asservissement (5) réagissent à un signal représentatif de l'un des paramètres de fonctionnement du laser. 21. Laser selon l'une des revendications 1 à 9, 11, 12 ou 14 à 20,et 7 à 21, caractérisé en ce que les moyens accélérateurs;1) comprennent une accélération électroma- gnétique linéaire, ou un accélérateur électrostatique, du genre Van de Graaff.