CC BY
40
УДК 624.318
Ю.В. Батыгин, А.В. Гнатов, И.С. Трунова
СОГЛАСУЮЩЕЕ УСТРОЙСТВО "ДИСКОВОГО" ТИПА
У рамках статті проведено аналіз електродинамічних процесів вузгоджувальному пристрої "дискового типу". Виконано обчислення коефіцієнта трансформації струму - основної електродинамічної характеристики розглянутого узгоджувального пристрою. Отримані результати проілюстровані чисельними оцінками для реальних ситуацій у практиці МІОМ.
В рамках статьи проведен анализ электродинамических процессов в согласующем устройстве "дискового" типа. Произведено вычисление коэффициента трансформации тока - основной электродинамической характеристики рассматриваемого согласующего устройства. Полученные результаты проиллюстрированы численными оценками для реальных ситуаций в практике МИОМ.
ВВЕДЕНИЕ
В практике магнитно-импульсной обработки металлов для повышения эффективности силового воз -действия на обрабатываемые объекты применяются, так называемые, согласующие устройства различного конструктивного исполнения (например, дисковые плоские, цилиндрические коаксиальные и др.) [1].
Согласующим устройством "дискового" типа является импульсный трансформатор тока, первичная обмотка которого выполнена в виде плоского много-виткового соленоида, размещённого между двумя идентичными проводящими компланарными дисками с одинаковыми радиальными разрезами. Диски являются вторичной обмоткой, к которой на краях разрезов подключается нагрузка.
Практическая работоспособность предлагаемого преобразователя определяется его геометрией, электрофизическими характеристиками конструктивных составляющих и амплитудно-временными параметрами токового импульса в первичной обмотке. Данное утверждение следует из феноменологических соображений и подтверждается выводами работ [2, 3], где исследованы процессы возбуждения вихревых токов в плоском металлическом листе магнитным полем одновиткового соленоида.
Цель настоящей работы - вычисление основной электродинамической характеристики согласующего устройства "дискового" типа - коэффициента трансформации тока, определяющего действенность и эффективность работы рассматриваемого устройства в целом.
РАСЧЕТ ЭЛЕКТРОДИНАМИЧЕСКИХ ПРОЦЕССОВ
Решение поставленной задачи выполним аналогично тому, как это было сделано в работах [2-4].
Для анализа электромагнитных процессов примем расчётную модель в цилиндрической системе координат, показанную на рис. 1. (ег, еф, е2 - направляющие орты).
При решении задачи примем следующие допущения:
• распределения плотности тока в первичной обмотке - 1 (плоская многовитковая катушка, число витков - w, внутренний радиус - Я\, внешний - Я2, толщина - g) принимаем равномерным;
• конструктивное исполнение первичной обмотки таково, что она "прозрачна" для действующих полей ^^-0), и не влияет на протекающие электромагнитные процессы;
• наличием радиальных разрезов в дисках согласно хорошо известной практике МИОМ [1, 4] можно пренебречь и считать, что имеет место аксиальная симметрия (З/Зф = 0, ф - азимутальный угол) и
симметрия системы относительно плоскости первичной обмотки г = 0;
• диски - 2 и 3 - одинаковы, выполнены из немагнитных листовых металлов толщиной с1 и электропроводностью у с достаточно большими поперечными размерами, они расположены на одинаковом расстоянии от витка индуктора - И;
• амплитудно-временные параметры тока в первичной обмотке /(/) таковы, что справедливо квазистационарно е приближение по Ландау: ю- 1/с << 1, ю - циклическая частота, с - скорость света в вакууме, I - характерный размер системы.
Рис. 1. Расчётная модель: 1 - первичная обмотка, плоский многовитковый соленоид; 2, 3 - вторичная обмотка, проводящие диски
Уравнения Максвелла для возбуждаемых составляющих вектора электромагнитного поля (Еф Ф 0, Нг,г ^ 0), преобразованных по Лапласу с учётом нулевых начальных условий, имеют вид
дНг (р, r, г) д Нг (р, r, г)
дг
дг
= УФ (p, ^г);
1 д
г дг
Жф (р, г, г)
(г • г, г))= -н- о • р ■Н г ^ г,г);
дг
= Цо • р ■ Нг (р, г, г);
(1)
(2)
(3)
где р - параметр преобразования Лапласа; Е^(р,г,2) = = 1{Е^,Т,2)\; Нг ¿(р,Т,2) = 1{ИГ, ¿4,Т,2)\; ]^(р,Т,2) = = Ь{]у(г,г,г)}; цо - магнитная проницаемость вакуума.
В общем случае плотность тока в правой части уравнения (1) записывается в виде
Уф(P, г 2) =(Р '80 +У) • Еф(P, г, 2) + Уф/(P, r, 2), (4) где Уф,<г,г,2) - плотность стороннего тока в первичной обмотке
■V (p, r, z) = f (r) • 77 (0.5g -1z\) И j(p) ■ f (r) -8(z);
g
j(p) - линейная плотность тока
I (p) • w _
3 z
2
3r
(5)
~^0 • p ■ j$i (p,r, z).
В металле дисков ze [h, (h + J)]
5 2 Em{p, r, z ) 3
V
1 d(
lr -Еф
r dr r
3 z 2 d r
- (p■T-Mo)■ Еф (p,r,z)= 0. Вне системы ze [(h + d), да)
(P, r, z))
3 2 E„
(p, r, z) d (
dr
1 -fr (r p,r,z ))]* 0.
(6)
(7)
Условию ограниченности радиального распределения Еф(р,г,2) из уравнений (5) - (7) при г = 0 и г = да удовлетворяет интегральное преобразование Фурье-Бесселя [5]
(8)
где ^1(^-г) - функция Бесселя первого порядка.
В соответствии с (8) уравнения (5) - (7) приводятся к обыкновенным дифференциальным уравнениям второго порядка [4]:
а) в пространстве между дисками, 2е [-к, к]
d 2 еАpA z)
dz‘
-Я 2• Ev{p,k,z)= K(p,X)-S(z), (9)
где К(р,Х) = Цо;/(р) .ДЯ,); в соответствии с допущением о равномерном распределении тока в первичной обмотке -
ТО -^2
/(Я) = | /(г) • г • ёг = | J1 (Я • г)• г • ёг ,
0 Л1
б) в металле дисков, 2е [к, (к + ё)]
d 2 ЕФ(P, ^ z)
dz'
- q 2( p, ¿)-еф(p, я, z )=0
(10)
У( Р) = ■ .
(R-2 - Ri)
S(z) - Дельта-функция Дирака; fr) - функция однородного радиального распределения тока в первичной обмотке, fr) = ц(г - Ri) - ^(r - R2); 'n(z) - ступенчатая функция Хевисайда; е0 - диэлектрическая проницаемость вакуума.
При решении поставленной задачи в принятой модели расчёта следует выделить области с однородными электрофизическими характеристиками.
Геометрическая и электродинамическая симметрия исследуемой системы (соответственно рис. 1) позволяет считать, что таковыми являются:
а) пространство между дисками ze [-h, h];
б) область металла идентичных дисков ze [h, (h + d)];
в) свободное полупространство с внешней стороны дисков ze [(h + d), да).
Из дифференциальных уравнений (1) - (3) с учётом выражения (4) в рамках принятых допущений получим уравнения для азимутальной компоненты напряжённости электрического поля E9(p,r,z) в выделенных областях.
В пространстве между металлическими дисками ze[-h, h], получаем, что
д 2 E_(p, r, z ) 5^1
где q(p, Я) = д/я 2 + p -^0 '7 - волновое число в ме-
талле с удельной электропроводностью у, в) вне дисков, ze [(h + d), да)
d 2 ЕФ(P, ^ z)
^___
dz
-Я 2• E„(p,Я,z) = 0.
(11)
Общие интегралы уравнений (9) - (11) для выделенных областей имеют вид [5]:
а) в пространстве между дисками, 2е[-к, к], условию симметрии относительно плоскости г = 0 удовлетворяет функция:
Е,(!} (р, Я, 2) = С( р,Я) • сИ(Я2) + К(Р,1) X
V > У > я (12)
х (77 (г) • 8И (Яг) + 0.5 • е_Аг ], где С(р,Х) - произвольная постоянная интегрирования;
б) в металле дисков, 2е [к, (к + ё)]:
Е<2)(р, я, 2) = Д(р, Я) • рД)<2-к) + (13)
+ В2(р, Я) • е~э(рД>(2-к), где Д12(р,Х) - произвольные постоянные интегрирования;
в) в пространстве вне системы, 2е[(к + ё), да), условию ограниченности при 2^-да удовлетворяет функция
е£3)(р, Я, 2) = В(р, Я) • е_1(2_(к+ё)), (14)
где В(р,Х) - произвольная постоянная интегрирования.
Из уравнения (3) с помощью (12) - (14) находим тангенциальную компоненту напряжённости магнитного поля
а) 2е[-к, к]
яГ1}( pA z) =
Я
C( p,Я) -sh^) +
-Xz
)
K (АЯ), я
p^0
х ^77 (z) • 8И(Яг) + 0.5 • e~
б) ze[h, (h + d)]
Hi2) (p, Я, z) = q(p,^) (d1 (p, Я) • eq(p,2)'(z_h) p^0
-D2(p, Я)• e-q(p,X)iz~h)),
в) ze[(h + d), да)
(15)
(16)
Hi3)(p, Я, z) = --
p^0
• 5 (p, Я) • e_1(z_(h+d)). (17)
Из условия непрерывности касательных компонент напряжённости электромагнитного поля на границах выделенных областей получаем системы алгебраических уравнений для определения неизвестных произвольных постоянных интегрирования в выражениях (12) - (17). г = к
С (р, X) ■ сИ(Хк) + К(А Х) • еХк =
2Х
= Dj( p, X) + D2 (p, X),
C (p, X). sh(Xh) + K^ • e™ = .
2X X
x(Dx(p,X) -D2(p,X)), z = h + d
(18)
Д( р, Х)е9( рХу1 + Б2( р, X )е~ 9( рХу1 = В( р, X),
(Д(р,Х)е9(рХ)Л -Б2(р,Х)е~9(рХ) 1) = (19) X ' ’
= - В( р, X).
В конечном итоге нас интересуют поля, возбуждаемые в металле экрана и заготовки.
Исключая С(р,Х) и В(р,Х) в системах линейных алгебраических уравнений (18) и (19), находим неизвестные произвольные постоянные интегрирования А(р,Х) и А(р,Х).
После соответствующих подстановок в формулы (13) и (16) и обратного преобразования Фурье-Бесселя записываем формулы для напряжённостей возбуждаемого электромагнитного поля в терминах продольной пространственной переменной, связанной собственно с диском.
ад
Е £2)( р, г, С) = №о9Х р) • \ '^(П р, Х)(С- й))
П( p, X)
о С(p, Х> сИ(д( р, Х)(^ - й)) ]• Jl(Xг)йX
(20)
где
С( р, X) = 8И(^( р, Х)й) •
8И(ХЛ) + (п( р, X)/ х)2
х сИ(ХА)] + сИ(^( р, Х)й) • п( р, X)/ X • е^
ад
н!2>( р, г, о . № •( / (^)/(/--").(сі,(„( р, вд-й)) -
2 І С(р, X)
П( рЛ>
(21)
-sh(q(p,Х)(^-й)) I-Jl(Xг) йХ.
С помощью выражений (4) и (20) вычисляем плотность вихревых токов, индуцированных в металле дисков
ад
1,(р.г, о = мі!. I_Ш_ р, >.х? - й)) -
2 •» С(р,Л)
п(рА>
сЫп(р,Х)(й)) I- Jl(Xг)dk.
(22)
J„(г,р> = -Ж Г 1р>• А1<р,>• >
Ф 2 К (р, X) • 0(р, X)
/(X)J1(Xr)йX, (23)
где
4 (М) = [1 -(сЬ(9(М)'1 ) + ^4 ^ х
х 8И ( 9 ( р,Х)• 1 )^.
Предельный переход в формуле (23) для достаточно больших зазоров между соленоидом и дисками (идеализация, И^х) переходит в аналогичную зависимость, найденную для системы из плоского соле-
ноида над листовым металлом авторами работы [2].
Здесь так же, как и при понижении рабочих частот, "удаление" дисков от источника поля снижает их взаимное влияние на протекающие электромагнитные процессы для любых временных параметров возбуждаемых полей.
Интегрируя по радиусу ге[0,Я], Я - произвольный радиус окружности на диске, находим величину индуцированного тока в диске "условного" радиуса Я
ЦоУ Г р •1(р> • А1(p, ^>
.Г Р1
* п(
/ф (Я, р) = -^. 1
Ф 2 о п(р, ^) • С(р, X)
(1 - J о(Х-Я))
(24)
X
йХ.
В выражении (24) перейдём в пространство оригиналов.
Для вычисления особых точек подынтегральной функции произведение продольного волнового числа на толщину листовой заготовки представим как мнимую величину
(<9(р, X) • 1 ) = / -рк . (25)
Подставляя (25) в знаменатель дроби выражения (24) и приравнивая его к нулю, получаем уравнение для величин рк
(вЬ(ХИ) - (Рк /(Х •1 ))2 сЬ(ХИ))- втСРк) +
+ е ХИ (ри/(X-1))со8(рк) = 0, (рк * 0).
После выполнения тождественных преобразований приводим (26) к виду, удобному для практического анализа
(26)
іиСРк > = -
2
Рк (Хй))( Рк ^ (Хй)
(27)
(Хй) Рк ) У (Хй) Рк
-2ХИ
Как следует из (27) и представления (25), особыми точками функции комплексного переменного под знаком интеграла в выражении (24) являются простые отличные от нуля полюсы - рк
рк = ■
и
2 + (X-й )2 ) к = 1,2.
(28)
Интересно отметить, что при низких частотах токового импульса в первичной обмотке, когда I р^оу 1^0 и д(р,Х) и X, выражение (22) переходит в формулу для плотности индуцированного тока в одиночном листе тонкостенного металла [1]. Идентичность зависимостей вихревых токов для одного и двух металлических листов объясняется тем, что, в случае достаточно низких частот возбуждаемых полей, взаимное влияние дисков становится весьма несущественным.
Интегрируя по толщине [0,1], получаем ради-
альное распределение линейной плотности индуцированного тока в диске
где х = ц0у! -характерное время диффузии поля в металл листовой заготовки.
Далее, в соответствии с теоремой об оригинале дробно-рациональной функции и с теоремой обращения свёртки из выражения (24) находим соответствующую временную зависимость
р • 1 (р) • 4( р, К г) п (р, ^) • С (р, X)
о-
о-
й • ^(р, X)
йО( р, X) йр
1)
йі
* ерк -1.
(29)
р=рк
В конечном итоге, с использованием (29) после необходимых тождественных преобразований находим оригинал для индуцированного тока.
I,
,(Я,і) = - - •? ^(Рк,(Ы>> /(Х>(1 - Jо(Х-Я>)/к > д 7 й ^2(Рк,(Хй>,Л
,1)_, йі
й
о
р2+(^й >2
(3о)
і
сГк,
где
е
е
^1(Рк,(^1)) = 1 -| со«(Рк) - вшфк)
^(Рк ,(Х1), И) = С08(Рк )■
8Ь(ХИ) -
Рк
(Ы)
сЬ(ХИ) +
ХИ
(11)
- 5Ш(Рк ) •
Рк
(Х1)
еХИ + 2сЬ(ХИ)
(Ы)
йчх-1 )2)
р*+(А.1 )21
(г-?)
1С =
• е 50 'ф- 8Шф,
где ]т = ■
1т ■ М>
- амплитуда плотности тока,
1 У(г) 1 г
р|+х2
где
/к(х ф) =е 5<гф
е ~0ТЦ№к + х~1/(ют)-80
■ 81П ф ■
)/М-
1+
= Ут ■ /к (x, Ф);
(Рк + х2 )/(ют)
(31)
_(р 2 + х 2 )/(ют)-5 012 81И ф - с08 ф|ч- е
I ф (Я, г) = -
1т • V • 1
Я2 — Я]
'/ (х)
(1 - 3 0 (х • Я/1))
. Г Е1(Рк, х) . '0 Е2(Рк, х И)
/к (х, ф) • 1х,
х-Я^ 1
/(х) = ~2 | .у • му) • 1у;
х х-Я^ 1
р1 (Р к, х) =1 - (с°5 (Р к) -Р к Iх ■«п (Р к));
Е2 (Рк ,(^1), И) = с°8(Рк)1рЬ (х• )-(Р^х)2 сЬ (х • )н
С-Н/1)
с-И/1) , 2сЬ(х • к!<1)
Интересно отметить существование очевидных предельных переходов в свёртке выражения (30).
Дисперсионное уравнение (27) в терминах переменной - х принимает вид
2
1ё(Рк) = -
Рк___________
х Рк
е
И
-21 х-
1
(33)
0.
режиме резкого поверхностного эффекта (у^-гс) временная форма индуцированного и возбуждающего токов совпадают между собой. В режиме интенсивного проникновения поля (у^-0) индуцированный ток пропорционален производной возбуждающего тока.
Отмеченные предельные результаты полностью согласуются с выводами работ [2, 3]
Выражение (30) приведём к виду, удобному в практических вычислениях. Под знаком несобственного интеграла перейдём к новой безразмерной переменной интегрирования: х = (Х1). Также выполним преобразование временной зависимости.
В практике МИОМ функция времени плотности тока индуктора, как правило, имеет вид экспоненциально затухающей синусоиды, т.е.
](г) = ]„
и х Нр к х ^
+ — + —
. х Рк ,
Аналогичным образом, из выражения (24) найдём радиальное распределение индуцированного тока
3 ф (r,г) = -
1т • ™ Я2 ~ Я1
• Е1(Рк, х) ,Е2(Рк, х И)
/ (х);
(34)
^ х• 11-/к(х,ф)• 1х.
(Я2 - Я1)
1т - амплитуда тока, 50 - относительный декремент затухания, ф = ю-г - фаза, ю - циклическая частота возбуждающего тока [1, 4].
С учётом принятого вида у(г) свёртка функций в выражении для плотности индуцированного тока -(30) будет равна
Выражение (30) в терминах исходных данных с учётом (31) принимает вид
(32)
где
Выражения (32) и (34) представляют собой аналитические решения поставленной электродинамической задачи о возбуждении индуцированного тока в одном диске. Выражение (32) следует удвоить. Это даст полную величину тока во вторичной обмотке из двух дисков рассматриваемого согласующего устройства.
ЧИСЛЕННЫЕ ОЦЕНКИ
Полученные результаты проиллюстрируем численными оценками для ситуаций, реальных в практике МИОМ [1, 4].
Положим, что
а) для первичной обмотки
м> = 20, И и 0.0025 м, Я\ = 0.015 м, Я2 = 0.075 м,
б) для вторичной обмотки
металл дисков - алюминий, у и 3.75-107 1/Ом-м, сталь электротехническая, у и 0.2-107 1/Ом-м, внешний радиус дисков - Я = Я2.
в) рабочая частота - / = 2 кГц, относительный декремент затухания - 5 = 0.25.
Вначале оценка корней дисперсионного уравнения (33).
Графическая иллюстрация образа Фурье-
Бесселевого преобразования для принятого радиального распределения тока в первичной обмотке дана на рис. 2.
Из графика на рис. 2 следует, что /(х)//тах << 1 уже для х > 0.3-0.35. Это означает, что при проведении вычислений можно считать х << 1. Корни дисперсионного уравнения определяются соответствующими зависимостями для рк.
Результаты расчётов индуцированных токов приведены на графиках рис. 3-5.
ВЫВОДЫ
1. В ходе проведенных вычислений была рассчитана основная электродинамическая характеристика согласующего устройства "дискового" типа - коэффициента трансформации тока. Его Максимальная величина составляет ~ 12^13.
2. Временные и амплитудные характеристики индуцированного тока определяются электропроводностью и толщиной металла вторичной обмотки (рис. 3 -рис. 5):
2
е
е
х
х
г
е
е
г
е
х
Рис. 2. Образ Фурье-Бесселя для принятого радиального распределения тока в первичной обмотке
Рис. 3. Ток первичной обмотки в отношении к максимуму, Jlomn. = Jl(9)/Jlm, ф = ЮГ - фаза
Диск вторичной обмотки
Рис. 4. Ток, индуцированный в одном диске, в отношении к максимуму тока первичной обмотки,
^2отн. = -^(фУ-Лт, ф = Ю* - фаза, толщина дисков одинакова -1 = 0.005 м, (ток в двух дисках, соответственно, удваивается)
Рис. 5. Ток, индуцированный в одном диске, в отношении к максимуму тока первичной обмотки, J2отн. = J2(ф)/Jlm, ф = юі - фаза, толщина алюминиевого диска - й = о.оо5 м, толщина стального диска равна эффективной глубине проникновения поля й и о.оо8 м
Первичная обмотка
Диск вторичной обмотки
Рис. 6. Радиальное распределение плотности тока, индуцированного в металле диска, в отношении к максимуму плотности тока первичной обмотки
грессивных технологий (научное издание). Том 1. Издание второе, перераб. и доп. Под общ. ред. д.т.н., проф. Батыгина Ю.В. / Ю.В Батыгин., В.И. Лавинский, Л.Т. Хименко. Харьков: Изд. "МОСТ-Торнадо", 2003. - 288 с.
5. Мэтьюз Дж. Математические методы физики / Дж. Мэтьюз, Р. Уокер. Пер. с англ. канд. физ.-мат наук В.П. Крайнова. М: Атомиздат, 1972. - 399 с.
Bibliography (transliterated): 1. Belyj I.V. Spravochnik po magnitno-impul'snoj obrabotke metallov / I.V. Belyj, S.M. Fertik, L.T. Himenko.
H.: Vischa shkola. 1977. - 189 s. 2. Batygin Yu.V. Osobennosti tokov, inducirovannyh nizkochastotnym polem odnovitkovogo solenoida v ploskih listovyh metallah / Yu.V. Batygin, V.I. Lavinskij, E.A. Chaplygin // Elektrotehnika i elektromehanika. - 2005. - №3. - S. 69-73. 3. Batygin Yu.V. Vihrevye toki v ploskih listovyh metallicheskih zago-tovkah / Yu.V. Batygin, E.A. Chaplygin // Elektrotehnika i elektromehanika. - 2006. - № 5. - S. 54-59. 4. Batygin Yu.V. Impul'snye magnitnye polya dlya progressivnyh tehnologij (nauchnoe izdanie). Tom
I. Izdanie vtoroe, pererab. i dop. Pod obsch. red. d.t.n., prof. Batygina Yu.V. / Yu.V Batygin., V.I. Lavinskij, L.T. Himenko. Har'kov: Izd. "MOST-Tornado", 2003. - 288 s. 5. M'et'yuz Dzh. Matematicheskie metody fiziki / Dzh. M'et'yuz, R. Uoker. Per. s angl. kand. fiz.-mat nauk V.P. Krajnova. M: Atomizdat, 1972. - 399 s.
x
0
0.4
0.8
r
R
R
R
• при уменьшении проводимости и толщины дисков снижается величина коэффициента трансформации и по сравнению с током первичной обмотки искажается его временная зависимость (рис. 4);
• для дисков с толщиной, близкой к величине скин-слоя, искажения временных и амплитудных параметров исчезают (рис. 5).
3. Из графической зависимости на рис. 5 следует, что местом наиболее эффективного токосъёма сигнала со вторичной обмотки является окружность по центру первичной обмотки согласующего устройства (г/Я и о.6).
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Белый И.В. Справочник по магнитно-импульсной обработке металлов / И.В. Белый, С.М. Фертик, Л.Т. Хименко. X.: Вища школа. 1977. - 189 с.
2. Батыгин Ю.В. Особенности токов, индуцированных низкочастотным полем одновиткового соленоида в плоских листовых металлах / Ю.В. Батыгин, В.И. Лавинский, Е.А. Чаплыгин // Електротехніка і електромеханіка. - 2оо5. -№3. - С. 69-73.
3. Батыгин Ю.В. Вихревые токи в плоских листовых металлических заготовках / Ю.В. Батыгин, Е.А. Чаплыгин // Електротехніка і електромеханіка. - 2оо6. - № 5. - С. 54-59.
4. Батыгин Ю.В. Импульсные магнитные поля для про-
Поступила 20.04.2012
Батыгин Юрий Викторович, д.т.н., проф.
Харьковский национальный автомобильно-дорожный
Университет, кафедра физики
61002, Харьков, ул. Петровского 25
тел. (057) 7003653
e-mail: [email protected]
Гнатов АндрейВикторович, к.т.н., доц.
Трунова Ирина Сергеевна
Харьковский национальный автомобильно-дорожный университет, кафедра автомобильной электроники 61002, Харьков, ул. Петровского 25 тел. (057) 7003852, e-mail: [email protected]
Batygin Yu.V., Gnatov A.V., Trunova I.S.
A disk-type matching device.
Analysis of electrodynamic processes in a disk- type matching device is carried out in the article. Calculation of a current transformation ratio, the basic electrodynamic characteristics of the
matching device, is conducted. Results obtained are illustrated
with numerical evaluations of real-world situations in electromagnetic metal forming practice.
Key words - electromagnetic metal forming, transformation ratio, disk-type matching device, electrodynamic processes.
