在电动力学里，李纳-维谢势指的是移动中的带电粒子的推迟势。从麦克斯韦方程组，可以推导出李纳-维谢势；而从李纳-维谢势，又可以推导出一个移动中的带电粒子所生成的含时电磁场。但是，李纳-维谢势不能描述微观系统的量子行为。

阿弗雷-玛丽·李纳（英语：Alfred-Marie Liénard）于1898年，艾密·维谢（英语：Emil Wiechert）于1900年，分别独立地研究求得李纳-维谢势的公式。于1995年，Ribarič和Šušteršič正确计算出移动中的偶极子和四极子的推迟势。

经典电动力学的研究，关键地助导阿尔伯特·爱因斯坦发展出相对论。爱因斯坦细心地分析李纳-维谢势和电磁波传播，所累积的心得，引领他想出在狭义相对论里对于时间和空间的概念。经典电动力学表述是一个重要的发射台，使得物理学家能够飞航至更复杂的相对论性粒子运动的学术领域。

虽然经典电动力学表述的李纳-维谢势，可以很准确地描述，独立移动中的带电粒子的物理行为，但是在原子层次，这表述遭到严峻的考验，无法给出正确地答案。为此缘故，物理学家感到异常困惑，因而引发了量子力学的创立

对于粒子发射电磁辐射的能力，量子力学又添加了许多新限制。经典电动力学表述，表达于李纳-维谢势的方程，明显地违背了实验观测到的现象。例如，经典电动力学表述所预测的，环绕着原子不停运动的电子，由于连续不断地呈加速度状态，应该会不停地发射电磁辐射；但是，实际实验观测到的现象是，稳定的原子不会发射任何电磁辐射。经过研究论证，物理学家发现，电磁辐射的发射完全源自于电子轨域的离散能级的跃迁（参阅玻尔原子）。在二十世纪后期，经过多年的改进与突破，量子电动力学成功地解释了带电粒子的放射行为。

假设，从源头位置 r ′ {\displaystyle \mathbf {r} '\,\!} 往检验位置 r {\displaystyle \mathbf {r} \,\!} 发射出一束电磁波，而这束电磁波在检验时间 t {\displaystyle t\,\!} 抵达观测者的检验位置 r {\displaystyle \mathbf {r} \,\!} ，则这束电磁波发射的时间是推迟时间 t r {\displaystyle t_{r}\,\!} 。由于电磁波传播于真空的速度是有限的，观测者检验到电磁波的检验时间 t {\displaystyle t\,\!} ，会不同于这电磁波发射的推迟时间 t r {\displaystyle t_{r}\,\!} 。推迟时间 t r {\displaystyle t_{r}\,\!} 定义为检验时间 t {\displaystyle t\,\!} 减去电磁波传播的时间：

其中， c {\displaystyle c\,\!} 是光速。

推迟时间的概念意味着电磁波的传播不是瞬时的。电磁波从发射位置传播到终点位置，需要一段传播期间，称为时间延迟。与日常生活的速度来比，电磁波传播的速度相当快。因此，对于小尺寸系统，这时间延迟，通常很难察觉。例如，从开启电灯泡到这电灯泡的光波抵达到观测者的双眼，所经过的时间延迟，只有几兆分之一秒。但是，对于大尺寸系统，像太阳照射阳光到地球，时间延迟大约为8分钟，可以经过实验侦测察觉。

假设，一个移动中的带电粒子，所带电荷为 q {\displaystyle q\,\!} ，随着时间 t {\displaystyle t\,\!} 而改变的运动轨道为 w ( t ) {\displaystyle \mathbf {w} (t)\,\!} 。设定矢量 R {\displaystyle {\boldsymbol {\mathfrak {R}}}\,\!} 为从带电粒子位置 r ′ = w ( t ) {\displaystyle \mathbf {r} '=\mathbf {w} (t)\,\!} 到检验位置 r {\displaystyle \mathbf {r} \,\!} 的分离矢量：

则李纳-维谢标势 Φ ( r , t ) {\displaystyle \Phi (\mathbf {r} ,\,t)\,\!} 和李纳-维谢矢势 A ( r , t ) {\displaystyle \mathbf {A} (\mathbf {r} ,\,t)\,\!} 分别以方程表达为

其中， ϵ 0 {\displaystyle \epsilon _{0}\,\!} 是真空电容率， v {\displaystyle \mathbf {v} \,\!} 是带电粒子的移动速度， v ( t ) = d w d t {\displaystyle \mathbf {v} (t)={\frac {d\mathbf {w} }{dt}}\,\!} 。

虽然李纳-维谢标势 Φ ( r , t ) {\displaystyle \Phi (\mathbf {r} ,\,t)\,\!} 和李纳-维谢矢势 A ( r , t ) {\displaystyle \mathbf {A} (\mathbf {r} ,\,t)\,\!} 的时间参数是 t {\displaystyle t\,\!} ，方程右手边的几个变数，带电粒子位置 r ′ {\displaystyle \mathbf {r} '\,\!} 和速度 v {\displaystyle \mathbf {v} \,\!} 都是采推迟时间 t r {\displaystyle t_{r}\,\!} 时的数值：

从推迟势，可以推导出李纳-维谢势。推迟标势 Φ ( r , t ) {\displaystyle \Phi (\mathbf {r} ,\,t)\,\!} 与推迟矢势 A ( r , t ) {\displaystyle \mathbf {A} (\mathbf {r} ,\,t)\,\!} 分别以方程定义为（参阅推迟势）

其中， ρ ( r ′ , t r ) {\displaystyle \rho (\mathbf {r} ',\,t_{r})\,\!} 和 J ( r ′ , t r ) {\displaystyle \mathbf {J} (\mathbf {r} ',\,t_{r})\,\!} 分别是推迟时刻的电荷密度和电流密度， V ′ {\displaystyle {\mathcal {V}}'\,\!} 是积分的体空间， d 3 r ′ {\displaystyle d^{3}\mathbf {r} '\,\!} 是微小体元素， R {\displaystyle {\mathfrak {R}}\,\!} 矢量还是采推迟时间 t r {\displaystyle t_{r}\,\!} 时的数值。

带电粒子运动轨道的电荷密度可以用狄拉克δ函数表达为

其中， δ ( r − w ( t ) ) {\displaystyle \delta (\mathbf {r} -\mathbf {w} (t))\,\!} 是狄拉克δ函数。

代入推迟标势 Φ ( r , t ) {\displaystyle \Phi (\mathbf {r} ,\,t)\,\!} 的方程，

由于狄拉克δ函数 δ ( r ′ − w ( t r ) ) {\displaystyle \delta (\mathbf {r} '-\mathbf {w} (t_{r}))\,\!} 的积分会从 r ′ {\displaystyle \mathbf {r} '\,\!} 的可能值中，挑选出当 r ′ = w ( t r ) {\displaystyle \mathbf {r} '=\mathbf {w} (t_{r})\,\!} 时，所有变数的数值。所以，在积分内的变数，都可以被提出积分，采推迟时间 r ′ = w ( t r ) {\displaystyle \mathbf {r} '=\mathbf {w} (t_{r})\,\!} 时所计算出的数值。积分内，只剩下狄拉克δ函数等待进一步处理：

由于推迟时间 t r {\displaystyle t_{r}\,\!} 跟三个变数 t {\displaystyle t\,\!} 、 r {\displaystyle \mathbf {r} \,\!} 、 r ′ {\displaystyle \mathbf {r} '\,\!} 有关，这积分比较难计算，需要使用换元积分法。设定变数 η = r ′ − w ( t r ) {\displaystyle {\boldsymbol {\eta }}=\mathbf {r} '-\mathbf {w} (t_{r})\,\!} 。那么，其雅可比行列式 J {\displaystyle {\mathfrak {J}}\,\!} 为

行列式内分量很容易计算，例如：

按照上述方法，经过一番计算，可以得到

所以，推迟标势 Φ ( r , t ) {\displaystyle \Phi (\mathbf {r} ,\,t)\,\!} 的方程变为

这样，可以得到李纳-维谢标势：

类似地，也可以推导出李纳-维谢矢势。

从推迟势的表达式可以看出它只依赖于推迟时刻源点的速度，而不依赖于源点的加速度，所以通过电磁势的洛仑兹变换也可以推导出李纳-维谢势。考虑一个在推迟时刻瞬时速度与电荷运动速度相同的惯性系，记作 S ′ {\displaystyle S^{\prime }} 。在 S ′ {\displaystyle S^{\prime }} 系中，电荷在推迟时刻的速度为零（虽然加速度未必为零），其标势应由库仑定律给出，矢势为零。:165ff

标势和矢势从 S ′ {\displaystyle S^{\prime }} 系到 S {\displaystyle S} 系的变换满足洛仑兹变换：

其中， γ {\displaystyle \gamma } 是洛仑兹因子， β = v / c {\displaystyle {\boldsymbol {\beta }}=\mathbf {v} /c} 。

代入后可以得到：

R ′ {\displaystyle {\mathfrak {R}}'} 和 R {\displaystyle {\mathfrak {R}}} 的变换关系也由洛仑兹变换给出：

将 R ′ {\displaystyle {\mathfrak {R}}'} 的表达式代入即得到李纳-维谢势。

对于固定不动的带电粒子，电势的方程为

这是李纳-维谢标势乘以雅可比行列式因子 J {\displaystyle {\mathfrak {J}}\,\!} 。追根究柢，原因是移动中的带电粒子，虽然理论上是点粒子，但是由于它是在移动中，在积分里所占有的体积显得比较大，所带的电荷因此比较多，所以产生的电势不同。这也可以看作是一种多普勒效应。

从李纳-维谢势，可以计算电场 E {\displaystyle \mathbf {E} \,\!} 和磁场 B {\displaystyle \mathbf {B} \,\!} ：

求得的电场 E {\displaystyle \mathbf {E} \,\!} 和磁场 B {\displaystyle \mathbf {B} \,\!} 分别为

其中，矢量 u {\displaystyle \mathbf {u} \,\!} 设定为 c R ^ − v {\displaystyle c{\hat {\boldsymbol {\mathfrak {R}}}}-\mathbf {v} \,\!} ，带电粒子的加速度是 a = d v d t {\displaystyle \mathbf {a} ={\frac {d\mathbf {v} }{dt}}\,\!} 。

检查电场 E {\displaystyle \mathbf {E} \,\!} 的方程，右边第一项称为广义库仑场，又称为速度场，因为这项目与加速度无关。当 v ≪ c {\displaystyle v\ll c\,\!} ，粒子速度超小于光速时， u → c R ^ {\displaystyle \mathbf {u} \to c{\hat {\boldsymbol {\mathfrak {R}}}}\,\!} ，这项目会趋向库仑方程：

右边第二项称为辐射场，又称为加速度场，因为这项目的物理行为主要是由粒子的加速度决定。这个项目能够描述电磁辐射的生成程序。