Činný odpor vedení se značí R [Ω] a pro vedení stejnosměrného proudu ho počítáme dle známého vztahu $R_{ss}=\rho \cdot \frac{l}{S}$ [Ω], kde

ρ je měrný odpor (rezistivita) daného materiálu při teplotě 20 ºC [Ωmm².m^-1, příp. Ωmm².km^-1],

l je délka vodiče [m, příp. km],

S je průřez vodiče [mm²].

Při přenosu střídavého proudu dochází vlivem magnetického pole v jádru vodiče ke skinefektu, který se projevuje vytlačováním proudové hustoty k povrchu vodiče. Vliv skinefektu můžeme zahrnout činitelem α

$\alpha =1+\frac{m^4}{12}- \frac{m^8}{180}+\frac{m^{16}}{2442}$ , $m=\sqrt{\frac{\mu \cdot f\cdot S}{2\rho }}$ ,

µ je permeabilita materiálu vodiče (pro měď a hliník jako neferomagnetické materiály je rovna zhruba µ₀ = 4π.10^-7 Hm^-1),

f je frekvence protékajícího proudu [Hz],

S je průřez vodiče [mm²].

Potom můžeme počítat činný odpor vedení s vlivem skinefektu R_stř ze vztahu:

$R_{stř}=\alpha \cdot R_{ss}$ [Ω].

Zvýšení odporu skinefektem je pro hliníkové dráty a lana při kmitočtu 50 Hz zanedbatelné (do 1 %). [15]

Značného omezení skinefektu se dosahuje používáním složených jader vodičů.

Odpor vodiče se ale také zvyšuje vlivem zvýšení teploty vodiče (např. průchodem zkratového proudu nebo vlivem ohřátí vodičů z atmosférických příčin). Toto zvýšení může činit až desítky procent, takže ho již zanedbat nelze. Zvýšení odporu vlivem teploty lze vyjádřit známým vztahem (pokud za výchozí teplotu považujeme 20 ºC) $R_{\vartheta }=R_{20}\left[1+\alpha \left(\vartheta -20\right)\right]$ [Ω], kde

R_ϑ je odpor při zvýšené teplotě ϑ [Ω],

α je teplotní součinitel odporu [ºC^-1, K^-1], pro Cu a Al je α = 0,004 ºC^-1,

ϑ zvýšená teplota [ºC].

Pro výpočty proto lze využívat parametry vodičů z tabulek, kde je odpor již přepočtený na provozní teplotu 60 °C a kilometr délky, viz tab. 2 pro měděné a hliníkové kabely vn a tab. 4 pro lana AlFe 6.

Indukční reaktance se značí X_L, jednotkou je Ω. Závisí na vlastnostech vodiče, ale také na frekvenci přenášeného proudu (napětí). Můžeme ji určit ze známého vztahu $X_L=\omega \cdot L=2\pi \cdot f\cdot L$ [Ω], kde

L je vlastní indukčnost vodiče, která je závislá na délce vodiče, jeho materiálu a geometrickém tvaru [H],

ω je úhlová frekvence [rads^-1].

Proud, který teče vodičem, vybudí magnetický tok $\Phi =L\cdot I=\int BdS=\int {\mu }_0\cdot {\mu }_r\cdot HdS$ [Wb], kde

B je magnetická indukce [T],

H je intenzita magnetického pole [Am^-1],

S je plocha, kterou se uzavírá indukční tok (plocha vodiče) [m²].

Intenzita magnetického pole uvnitř vodiče stoupá lineárně, nejvyšší je na povrchu vodiče a pak klesá nepřímo úměrně se vzdáleností od vodiče. Průběh magnetické indukce odpovídá průběhu intenzity (viz obr. 30), protože je mezi nimi lineární vztah (ale pozor: pouze pro neferomagnetické materiály, u feromagnetických je to jinak!).

Chceme-li určit intenzitu magnetického pole vodiče v určité vzdálenosti x od vodiče, můžeme psát podle Biot-Savartova zákona $H=\frac{I}{2\pi \cdot x}$ [A.m^-1].

Magnetická indukce pak bude pro vodič ve vzduchu (μ_r = 1) $B={\mu }_0\cdot \frac{I}{2\pi x}$ [T].

Celkový magnetický tok Φ bude mít dvě složky:

Magnetický tok představuje vlastně plochu vyšrafovanou v obr. 30, modře je vyznačen tok Φ₁ a zeleně tok Φ₂.

Pro elementární tok dΦ₁ vně vodiče platí $d{\Phi }_1=B_{x}dS=\frac{{\mu }_0\cdot I}{2\pi x}\cdot ldx$ .

Potom ${\Phi }_1=\frac{{\mu }_0\cdot I\cdot l}{2\pi }{\int }_r^a\frac{1}{x}dx=\frac{4\pi \cdot {10}^{-7}\cdot I\cdot l}{2\pi }\left(\ln a-\ln r\right)$ , po úpravě ${\Phi }_1=2\cdot {10}^{-7}\cdot I\cdot l\cdot \ln \frac{a}{r}$  [Wb], kde

r je poloměr vodiče [m],

a je vzdálenost mezi vodiči [m],

l je délka vodiče [m],

I je proud protékající vodičem [A].

Vlastní indukčnost vodiče L₁ můžeme určit $L_1=\frac{{\Phi }_1}{I}=\frac{2\cdot {10}^{-7}\cdot I\cdot l}{I}\ln \frac{a}{r}=2\cdot {10}^{-7}\cdot l\cdot \ln \frac{a}{r}$ [H].

Magnetický tok uvnitř vodiče Φ₂ můžeme vyjádřit jako ${\Phi }_2=B\cdot S=B\cdot r\cdot l$ [Wb].

Tento magnetický tok ale není spjat s celým proudem I, uvážíme tedy pouze jeho polovinu Φ₂/2. Za B uvnitř vodiče dosadíme $B=\frac{{\mu }_0\cdot {\mu }_r}{4\pi r}I$ .

Pak L₂ spočítáme jako $L_2=\frac{{\Phi }_2}{2I}=\frac{Brl}{2I}=\frac{{\mu }_0{\mu }_r\cdot I\cdot r\cdot l}{2I\cdot 4\pi r}=\frac{{4\pi \cdot {10}^{-7}\cdot \mu }_{r}l}{2\cdot 4\pi }=\frac{{10}^{-7}\cdot {\mu }_r\cdot l}{2}$ [H].

Celkovou vlastní indukčnost vodiče pak dostaneme součtem

$L=L_1+L_2=2\cdot {10}^{-7}l\cdot \mathit{ln}\frac{a}{r}+\frac{{10}^{-7}}{2}\cdot {\mu }_r\cdot l$  [H].

Za μ_r dosadíme μ_r = 1, přirozený logaritmus převedeme na dekadický a pro jednotkovou délku l = 1 km dostaneme často uváděný vztah $L_K=\mathrm{0,46}\mathit{log}\frac{a}{r}+\mathrm{0,05}$  [mH.km^-1],

nebo $L_K=(\mathrm{0,46}\mathit{log}\frac{a}{r}+\mathrm{0,05})\cdot {10}^{-3}$ [H.km^-1].

Potom indukční reaktanci X_L dostaneme jako $X_{LK}=\mathrm{0,314}\left(\mathrm{0,46}\mathit{log}\frac{a}{r}+\mathrm{0,05}\right)$  [Ω.km^-1].

V tabulkách nebo katalozích bývají uvedeny indukční reaktance vodičů z různých materiálů pro příslušné napěťové hladiny na kilometr X_LK.

V tab. 2 jsou uvedeny tyto hodnoty pro kabely z mědi a hliníku, hodnoty pro lana AlFe jsou v tab. 4.

Vraťme se ještě ke vztahům pro výpočet L_K a X_LK, ve kterých se počítá se vzdáleností vodičů a. U třífázového vedení musíme počítat se střední vzdáleností fází a_stř, která je geometrickým průměrem vzájemných osových vzdáleností jednotlivých fází, tedy $a_{stř}=\sqrt[3]{a_1\cdot a_2\cdot a_3}$ [m].

Určení střední vzdálenosti fází si ukážeme na příkladu 4.

Činný odpor a indukční reaktance společně tvoří podélnou impedanci vedení $\widehat{Z}=R+j{X}_L$ [Ω].

Vztahy pro L_K a X_LK s použitím střední vzdálenosti pak budou následující:

$L_K=(\mathrm{0,46}\mathit{log}\frac{a_{stř}}{r}+\mathrm{0,05})\cdot {10}^{-3}$  [H.km^-1], $X_{LK}=\mathrm{0,314}\left(\mathrm{0,46}\mathit{log}\frac{a_{stř}}{r}+\mathrm{0,05}\right)$  [Ω.km^-1].