电势是描述空间中某点电学状态的标量。在静电学中，它等于相对于所选参考基准的试探电荷的势能除以其电荷。电势通常用 (V) 或 (\phi) 表示，使我们除了直接使用电场之外，还可以用另一种方式描述电相互作用。两点之间的电势差决定了电荷在这两点之间移动时的能量变化。(openstax.org)
定义与单位
对于电荷量为 (q)、电势能为 (U) 的试探电荷，
[ V=\frac{U}{q}. ]
这里假定试探电荷足够小，不会明显改变源电荷的分布。因此，电势表征的是源电荷产生的场，而不是用于探测该场的某个特定试探电荷。相应的变化量关系为
[ \Delta U=q\Delta V. ]
电势差通常称为电压，它与能量不同：同样的电势差，对电荷量不同的电荷会产生不同的能量变化。(openstax.org)
电势的国际单位制单位是伏特，定义为
[ 1\ \mathrm{V}=1\ \mathrm{J/C}, ]
其中 J 表示焦耳，C 表示库仑。伏特以亚历山德罗·伏打的名字命名。相比之下，电子伏特是能量单位：它表示电荷量的大小等于元电荷的粒子经过一伏特的电势差加速后获得的能量。(openstax.org)
功、运动与参考零点
静电力是保守力，因此它所做的功（物理学）只取决于初始位置和最终位置。对于从 (A) 到 (B) 的运动，
[ W_{\mathrm{electric}} =q[V(A)-V(B)] =-\Delta U. ]
如果没有其他力做功，动能的变化为 (\Delta K=-q\Delta V)。从静止状态释放的正电荷会向电势较低的方向加速；负电荷，例如电子，则会向电势较高的方向加速。这两种运动都会使电势能降低。这些说法描述的是加速度的方向，并不一定是已经运动的粒子的速度方向。(openstax.org)
电势的零点可以任意选取。给所有电势加上同一个常数，不会改变电势差或电场。对于分布局限在有限区域内、且电势在远处趋于有限值的电荷分布，通常规定无穷远处的电势 (V=0)。其他问题则可能以某个导体表面或指定的电路节点为参考基准。电势为零并不意味着电场为零：决定电场的是电势随空间位置的变化，而不只是电势值本身。(openstax.org)
与电场的关系
在静电学中，电势差等于电场的曲线积分的负值：
[ V(B)-V(A) =-\int_A^B\mathbf E\cdot d\boldsymbol{\ell}. ]
该积分与路径无关。在局部，同一关系可用梯度表示为
[ \mathbf E=-\nabla V. ]
因此，电场指向电势下降最快的方向。在笛卡尔坐标系中，(E_x=-\partial V/\partial x)，其他分量也有类似的表达式。对于均匀电场和位移 (\mathbf d)，有 (\Delta V=-\mathbf E\cdot\mathbf d)；垂直于电场方向的位移不会引起电势变化。(openstax.org)
电荷产生的电势
对于真空中的静止点电荷 (Q)，若规定无穷远处的电势为零，则
[ V(r)=\frac{1}{4\pi\varepsilon_0}\frac{Q}{r}, ]
其中 (r) 是到该电荷的距离，(\varepsilon_0) 是真空介电常数。这个结果可由库仑定律给出的电场积分得到。在这一参考约定下，孤立正电荷周围的电势为正，孤立负电荷周围的电势为负。(farside.ph.utexas.edu)
根据叠加原理，各电荷产生的电势可以进行代数相加。对于离散电荷，
[ V(\mathbf r)=\frac{1}{4\pi\varepsilon_0} \sum_i\frac{Q_i}{|\mathbf r-\mathbf r_i|}. ]
对于连续分布的电荷密度 (\rho)，求和变为积分：
[ V(\mathbf r)=\frac{1}{4\pi\varepsilon_0} \int\frac{\rho(\mathbf r')}{|\mathbf r-\mathbf r'|},d^3r'. ]
与电场不同，各部分电荷对电势的贡献不需要作矢量相加。符号相反的电势贡献可能在某点相互抵消，即使该点的电场仍不为零。(farside.ph.utexas.edu)
等势面与边值问题
等势面由电势相同的点组成。沿等势面移动电荷，无须克服静电力做功。在电场不为零的地方，电场垂直于等势面。处于静电平衡的连通电导体，其内部和表面各处的电势均相同，因为其内部电场为零。不过，导体的电势不一定为零。(openstax.org)
将电场与电势的关系和高斯定律结合，可得到真空中的泊松方程：
[ \nabla^2V=-\frac{\rho}{\varepsilon_0}. ]
在无电荷区域，该方程简化为拉普拉斯方程，即 (\nabla^2V=0)。因此，确定电势是一个边值问题：除了电荷分布，还必须给出适当的边界信息，例如指定的电势或电场的法向分量。(farside.ph.utexas.edu)
随时间变化的电磁场
在一般的电磁学情形中，变化的磁场可以产生非保守电场。此时，仅靠一个标量势无法描述完整的电场。引入磁矢势 (\mathbf A)，可得
[ \mathbf E=-\nabla\phi-\frac{\partial\mathbf A}{\partial t}. ]
标量势和矢量势并不唯一：对二者作相互配合的规范变换，不会改变实际的物理场。因此，在静电学以外的情形中，两点之间的电场积分不一定与路径无关，也不一定简单地等于两点的标量势之差。(farside.ph.utexas.edu)