在电磁学里，电阻是一个物体对于电流通过的阻碍能力，以方程定义为

R = d e f V I {displaystyle R {stackrel {def}{=}} {frac {V}{I}}}；

其中， R {displaystyle R}
为电阻， V {displaystyle V}
为物体两端的电压， I {displaystyle I}
为通过物体的电流。

假设这物体具有均匀截面面积，则其电阻与电阻率、长度成正比，与截面面积成反比。

采用国际单位制，电阻的单位为欧姆（Ω，Ohm）。电阻的倒数为电导，单位为西门子（S）。

假设温度不变，则很多种物质会遵守欧姆定律，即这些物质所组成的物体，其电阻为常数，不跟电流或电压有关。称这些物质为“欧姆物质”；不遵守欧姆定律的物质为“非欧姆物质”。 电路符号常常用R来表示,例: R1、R02、R100等。

导体与电阻器

一个6.5 MΩ的电阻器，其外表色码标识出它的电阻值。电阻表可以用来验证它的电阻值。

像电线一类的物体，具有低电阻，可以很有效率地传输电流，这类物体称为“导体”。通常导体是由像铜、金和银一类具有优等导电性质的金属制造，或者次等导电性质的铝。电阻器是具有特定电阻的电路元件。制备电阻器所使用的原料有很多种；应该使用哪种原料，要视指定的电阻、能量耗散、准确度和成本等因素而定。

处于均匀外电场的均匀截面导体（例如，电线）。

在物理学里，对于物质的微观层次电性质研究，会使用到的欧姆定律，以矢量方程表达为

E = ρ J {displaystyle mathbf {E} =rho mathbf {J} }
；

其中， E {displaystyle mathbf {E} }
是电场， ρ {displaystyle rho }
是电阻率， J {displaystyle mathbf {J} }
是电流密度。

在导体内任意两点g、h，定义电压为将单位电荷从点g移动到点h，电场力所需做的机械功[1]：

V g h = d e f d w d q = ∫ g h E ⋅ d l = ρ ∫ g h J ⋅ d l {displaystyle V_{gh}{stackrel {def}{=}} {frac {mathrm {d} w}{mathrm {d} q}}=int _{g}^{h}{mathbf {E} cdot mathrm {d} mathbf {l} }=rho int _{g}^{h}{mathbf {J} cdot mathrm {d} mathbf {l} }}
；

其中， V g h {displaystyle V_{gh}}
是电压， w {displaystyle w}
是机械功， q {displaystyle q}
是电荷量， d l {displaystyle mathrm {d} mathbf {l} }
是微小线元素。

假设，沿着积分路径，电流密度 J = J l ^ {displaystyle mathbf {J} =J{hat {mathbf {l} }}}
为均匀电流密度，并且平行于微小线元素：

d l = d l l ^ {displaystyle mathrm {d} mathbf {l} =mathrm {d} l{hat {mathbf {l} }}}
；

其中， l ^ {displaystyle {hat {mathbf {l} }}}
是积分路径的单位矢量。

那么，可以得到电压：

V g h = J ρ l {displaystyle V_{gh}=Jrho l}
；

其中， l {displaystyle l}
是积分路径的径长。

假设导体具有均匀的电阻率，则通过导体的电流密度也是均匀的：

J = I / a {displaystyle J=I/a}
；

其中， a {displaystyle a}
是导体的截面面积。

电压 V g h {displaystyle V_{gh}}
简写为 V {displaystyle V}
。电压与电流成正比：

V = V g h = I ρ l / a {displaystyle V=V_{gh}=Irho l/a}
。

总结，电阻与电阻率的关系为

R = ρ l / a {displaystyle R=rho l/a}
。

假设 J > 0 {displaystyle J>0}
，则 V > 0 {displaystyle V>0}
；将单位电荷从点g移动到点h，电场力需要作的机械功 w > 0 {displaystyle w>0}
。所以，点g的电势比点h的电势高，从点g到点h的电势差为 − V {displaystyle -V}
。从点g到点h，电压降是 V {displaystyle V}
；从点h到点g，电压升是 V {displaystyle V}
。

假设电线传导的电流是高频率交流电，则由于趋肤效应，电线的有效截面面积会减小。假设平行排列几条电线在一起，则由于邻近效应，每一条电线的有效电阻会大于单独电线的电阻。对于普通家用交流电，由于频率很低，这些效应非常微小，可以忽略这些效应。

测量电阻

四端点量测技术可以用来准确地测量点2与点3之间的电阻。主条目：电阻表

电阻计是测量电阻的仪器。由于探针电阻和接触电阻会造成电压降，简单电阻器不能准确地测量低电阻。高准确度测量工作必须使用四端点测量技术（four-terminal measurement technology）。

能带理论概述
绝缘体的电子能级。

根据量子力学，束缚于原子内部的电子，其能量不能假定为任意数值，而只能占有某些固定能级，在这些能级之间的数值不可能是电子的能量。这些能级可以分为两组，一组称为导带，另一组称价带。导带的能级通常比较高一些。处于导带的电子可以自由地移动于物体内部。

在绝缘体和半导体中，原子之间会相互影响，使得导带和价带之间出现禁带，电子无法处于禁带。为了要产生电流，必须给予电子相当大的能量，协助电子从价带，跳过禁带，进入导带。因此，即使对这些物质施加很大的电压，产生的电流仍旧很小。

碳膜电阻 金属氧化膜电阻 精密电阻 绕线电阻 水泥电阻 固定瓷管电阻 低感瓷管电阻 铝壳精密电阻 光敏电阻 热敏电阻 压敏电阻 各种不同材料的电阻

金属是一群原子以晶格结构形成的晶体，每个原子都拥有一层（或多层）由电子组成的外壳。处于外壳的电子能脱离原子核的吸引力而到处流动，形成一片电子海，使得金属能够导电。当施加电势差（即电压）于金属两端时，因为感受到电场的影响，这些自由电子会呈加速运动。但是每当自由电子与晶格发生碰撞，其动能会遭受损失，以热能的形式将能量释放，所以，电子的平均移动速度是漂移速度，其方向与电场方向相反。由于漂移运动，会产生电流。在现实中，物质的原子排列不可能为完全规则，因此电子在流动途中会被不按规则排列的原子散射，这是电阻的来源。

给予一个具有完美晶格的金属晶体，移动于这晶体的电子，其运动等价于移动于自由空间、具有有效质量的电子的运动。所以，假设热运动足够微小，周期性结构没有偏差，则这晶体的电阻等于零。但是，真实晶体并不完美，时常会出现晶体缺陷，有些晶格点的原子可能不存在，可能会被杂质侵占。这样，晶格的周期性会被扰动，因而电子会被散射。另外，假设温度大于绝对零度，则处于晶格点的原子会发生热震动，因而出现热震动的粒子——声子——移动于晶体。温度越高，声子越多。声子会与电子发生碰撞，这过程称为晶格散射（lattice scattering）。主要由于上述两种散射，自由电子的流动会被阻碍，晶体因此具有有限电阻。

对于金属，费米能级的位置在导带区域内，因此金属内部会出现自由的传导电子。可是，对于半导体，费米能级的位置在能隙区域内。

本征半导体是未被掺杂的半导体，其费米能级大约为导带最低值与价带最高值的平均值。当温度为绝对零度时，本征半导体内部没有自由的传导电子，电阻为无穷大。当温度开始上升，高于绝对零度时，有些电子可能会获得能量而进入传导带中；假设施加外电场，则这些电子在获得外电场的能量后，会移动于金属内部，因而形成电流。

杂质半导体是经过掺杂的半导体。靠着捐赠电子给导带，或价带接受空穴，外质半导体内部的杂质原子能够增加电荷载子的密度，从而减低电阻。高度渗杂的半导体的导电性质类似金属。在非常高温度状况，热生成电荷载子的贡献会超过杂质原子的贡献；随着温度的增加，电阻会呈指数递减。

在电解质中，电流是由带电的离子的流动产生，因此液体的电阻很受盐的浓度所影响。譬如蒸馏水是绝缘体，但盐水就是很好的导电体。

在生物体内的细胞膜，离子盐负责电流的传送。细胞膜中的小孔道，称为离子通道，会选择什么离子可以通过。这直接决定了细胞膜的电阻。

非欧姆元件

电流对电压线图。理想电阻器和PN接面二极管的I-V线分别以红色和黑色显示。

有些电路元件不遵守欧姆定律，它们的电压与电流之间的关系（I-V线）乃非线性关系。PN接面二极管是一个显明范例。如右图所示，随着二极管两端电压的递增，电流并没有线性递增。给定外电压，可以用I-V线来估计电流，而不能用欧姆定律来计算电流，因为电阻会因为电压的不同而改变称这电阻为“直流电阻”。另外，只有当外电压为正值时，电流才会显著地递增；当施加的电压为负值时，电流等于零。对于这类元件，I-V线的斜率 r {displaystyle {mathfrak {r}}}
，称为小信号电阻（small-signal resistance）、增量电阻（incremental resistance）或动态电阻（dynamic resistance），定义为

r = d e f d V d I {displaystyle {mathfrak {r}} {stackrel {def}{=}} {frac {mathrm {d} V}{mathrm {d} I}}}
，

单位也是欧姆，是很重要的电阻量，适用于计算非欧姆元件的电性[3]。

温度对电阻的影响

温度对不同物质的电阻会有不同的影响。

导电体
铜金属在不同温度状况的电阻温度系数。

假设温度接近室温，则典型金属的电阻 R {displaystyle R}
通常与温度 T {displaystyle T}
成正比：

R = R ∗ [ α ( T − T ∗ ) + 1 ] {displaystyle R=R_{*}[alpha (T-T_{*})+1]}
；

其中， R ∗ {displaystyle R_{*}}
是典型金属在参考温度为 T ∗ {displaystyle T_{*}}
时的参考电阻， α {displaystyle alpha }
是电阻温度系数。

α {displaystyle alpha }
是电阻变化百分比每单位温度。每一种物质都有其特定的 α {displaystyle alpha }
。实际而言，上述关系式只是近似，真实的物理是非线性的；换句话说， α {displaystyle alpha }
本身会随着温度的改变而变化。因此，通常会在 α {displaystyle alpha }
字尾添加测量时的温度。例如， α 15 {displaystyle alpha _{15}}
是在温度为15°C时测量的电阻温度系数；使用 α 15 {displaystyle alpha _{15}}
为电阻温度系数，则参考温度 T ∗ {displaystyle T_{*}}
为15°C，参考电阻为金属在参考温度为15°C时的参考电阻，而且上述关系式只适用于计算温度在15°C附近的电阻 R {displaystyle R}。

稍加排列，这方程又可表示为

α = R − R ∗ R ∗ ( T − T ∗ ) {displaystyle alpha ={frac {R-R_{*}}{R_{*}(T-T_{*})}}}
。

取 R − R ∗ → 0 {displaystyle R-R_{*}to 0}
的极限，则可得到微分方程

α = 1 R ∗ ( d R d T ) ∗ {displaystyle alpha ={frac {1}{R_{*}}}left({frac {mathrm {d} R}{mathrm {d} T}}right)_{*}}
。

所以，在温度为 T ∗ {displaystyle T_{*}}
时，物质的电阻温度系数是，其电阻对温度的曲线在温度为 T ∗ {displaystyle T_{*}}
时的斜率，除以温度为 T ∗ {displaystyle T_{*}}
时的电阻。

于1860年代，奥古斯土·马西森想出马西森定则（Matthiessens rule）。这定则表明，总电阻率 ρ {displaystyle rho }
可以分为两个项目[7]：

ρ = ρ d + ρ p {displaystyle rho =rho _{d}+rho _{p}}
；

其中， ρ d {displaystyle rho _{d}}
是由于晶体缺陷而产生的电阻率， ρ p {displaystyle rho _{p}}
是由于声子而产生的电阻率。

ρ d {displaystyle rho _{d}}
与金属内部的缺陷密度有关，是电阻率对温度的曲线外推至0K时的电阻率。因此， ρ d {displaystyle rho _{d}}
与温度无关。 ρ p {displaystyle rho _{p}}
等于 ρ − ρ d {displaystyle rho -rho _{d}}
。假若缺陷密度不高，则 ρ p {displaystyle rho _{p}}
通常与缺陷密度无关。 ρ p {displaystyle rho _{p}}
与电子跟声子的碰撞率有关，而碰撞率与声子密度成正比。假设温度高于德拜温度，则声子密度与温度成正比，所以， ρ p {displaystyle rho _{p}}
与温度成正比：

ρ p = C h T {displaystyle rho _{p}=C_{h}T}
、 ρ = ρ d + C h T {displaystyle rho =rho _{d}+C_{h}T}
；

其中， C h {displaystyle C_{h}}
是比例常数。

这方程等价于前面电阻与温度的关系方程。

假设温度低于德拜温度，则电阻与温度的5次方成正比[8][9][10]：

ρ p = C l T 5 {displaystyle rho _{p}=C_{l}T^{5}}
；

其中， C l {displaystyle C_{l}}
是比例常数。

水银、白金、黄金在不同温度状况的电阻。

如右图所示，当温度接近绝对温度时，黄金和白金的电阻趋向于常数；而当温度小于4.2K时，水银的电阻突然从0.002欧姆陡降为10-6欧姆，成为超导体。

温度越高，本征半导体的导电性质越优良，电子会被热能撞跳至导带，从而可以自由的移动，也因而留下空穴于价带，也可以自由的移动于价带。这电阻行为以方程表达为

R = R 0 e − a T {displaystyle R=R_{0}e^{-aT}}；

其中， R 0 {displaystyle R_{0}}
， a {displaystyle a}
是常数。

外质半导体的电阻对于温度的反应比较复杂。从绝对零度开始，随着温度增加，由于载子迅速地离开施主或受主，电阻会急剧降低。当大多数的施主或受主都失去了载子之后，电阻会因载子的迁移率（mobility）下降而随温度稍为上升。当温度升得更高，外质半导体的电阻行为类似本征半导体；施主或受主的载子数量超小于因热能而产生的载子的数量，于是电阻会再度下降。

绝缘体和电解质的电阻与温度一般成非线性关系，而且不同物质有不同的变化，故不在此列出概括性的算式。

主条目：超导体

某些材料在温度接近绝对零度（-273.15°C）时会出现超导现象。

应变对电阻的影响

导体的电阻受应变影响而改变。假设施加张力（一种应力的形式，会引起应变，即导体伸长）于导体，则导体沿张力的方向，其长度会增加，相对而言，导体于垂直张力方向的截面面积会减少。这两种效应共同贡献，使得受到张力的导体，其电阻会随之增加。假设施加压力，则由于压缩（方向相反的应变：导体缩短，截面面积增加），导体应变部分的电阻会减少。应用这效应，应变计（strain gauge）可以测量物体的应变与所受张力。

电子学主题 电测量（electrical measurements） 热阻（thermal resistance） 薄膜电阻 量子霍尔效应，一种新的电阻测量标准。 近藤效应 四端点测量技术 导抗 实数 虚数 复数 单位 抗性 电阻（R） 电抗（X） 阻抗（Z） 欧姆（Ω） 导性 电导（G） 电纳（B） 导纳（Y） 西门子（S）