忽略黏性影响，气流以超声速沿平直而光滑的壁面流动，当壁面突然向外转折一个很小的角度𝛅𝜽时，气体膨胀而形成一道膨胀波，如图1 所示。图中为了清楚，转折角画得比较大，实际的转折角是无穷小的。在壁面的转折处产生的膨胀波是一种马赫波，其马赫角为
气流通过马赫波后，流动方向变为与下游壁面平行，即气流转折了一个角度𝛅𝜽，传统上规定相逆时针方向的转折角为正，顺时针方向的转折角为负，因此图1中的转折角为负。
为什么气流通过马赫波后必然转折角正好等于壁面的转折角呢？可以这样理解：如果气流的转折角小于𝛅𝜽，就相当于还没转到位，气流没有达到与下游壁面平行，下游壁气流来说继续存在扰动（释压作用），因此就会再产生一道膨胀波，如此下去，直到气流与壁面平行为止。如果气流的转折角大于了𝛅𝜽呢？气流就转过头了，于是下游壁面对气流来说具有压缩作用，就会再产生出一道压缩波，这道压缩波会和之前的部分膨胀波相抵消，减弱之前的膨胀波，最终剩下的膨胀波强度必然是正好使气流转过𝛅𝜽。因此，对于一个微小的外折来说，产生的一道膨胀波使气流产生的转折角正好和壁面转折角相等。
实际的转角当然不是无限小的，对于有限大小的转折角，可以认为是一系列无限小的转折角构成的，如图2所示。每个转折角都产生一道膨胀波，气流经过膨胀波后折转了𝛅𝜽，压力减小，在压差力的作用下流速增大，马赫数也增大。更大的马赫数对应更小的马赫角𝝁，再加上已经转过的角度，每一道膨胀波都比前面的膨胀波更后倾一个角度，第𝒊道波比第 𝒊-𝟏道波后倾的角度为 \(\delta \theta +\left( {{\mu }_{i-1}}-{{\mu }_{i}} \right)\)，也就是说这些膨胀波是散开的，形成一个扇形区。现在让这一系列转折角顶点O1，O2，O3 ... 趋向于一点O，就变成了一个有限大小的外折角，对应着一系列发自此转角的膨胀波。无数个无限小的转角才能构成一个有限大小的转角，所以膨胀波也是无数道，并不存在单个的膨胀波，而是一个连续的扇形膨胀区，扇形的角度比壁面的转角𝜽要大一些，为 \(\theta +\left( {{\mu }_{1}}-{{\mu }_{n}} \right)\)。气流在扇形膨胀区内的转弯是连续的，把这个膨胀区看成是有限个膨胀波构成只是为了分析和计算方便。
当沿平直壁面流动的超声速气流遇到突然向内的转折时，气流也会因为受扰动而产生一道马赫波。由于这时内折的壁面是对气流产生压缩作用，因此形成的是一道压缩波，这道压缩波的马赫角也只取决于来流的马赫数，如图3所示。
对于实际有限大小的转角，可以用和前面分析膨胀波一样的方法，用无限多个小转角来代替，像图4那样。不过压缩波有一点和膨胀波不一样，因为经过每一道压缩波后气流的马赫数都是下降的，所以马赫角也会逐渐增大。再加上气流经过每一道压缩波后已经向内折转了一个角度，因此发自壁面的压缩波会向前一道压缩波靠拢，也就是说压缩波都是汇聚的。每一道压缩波都比前面的膨胀波前倾一个角度，第𝒊道波比第 𝒊-𝟏道波前倾的角度为 \(\delta \theta +\left( {{\mu }_{i}}-{{\mu }_{i-1}} \right)\)。
既然从壁面发出的压缩波都是汇聚的，那么它们就会在某点相交，相交之后会是什么样呢？这个问题涉及到压力波相交的计算问题，将在压力波的反射和相交部分详细分析，在这里只说结论。这些弱压缩波相交后将会合成一道强压缩波，也就是激波。两道弱压缩波合成的压缩波的倾斜角介于这两道弱压缩波之间，激波的倾斜角介于第一道压缩波和最后一道压缩波之间。当让图4中的一系列转折角的顶点O1，O2，O3 ... 趋向于一点O，就变成了一个有限大小的内折角，对应着一道发自此点的激波。气流经过激波时，各种参数变化都是一个有限值，不再是无穷小，因此不再是等熵过程。所以，壁面外折和内折形成的流动很不一样，外折形成一个扇形膨胀区，气体等熵地逐渐转弯膨胀，内折则形成一道激波，气体突然折转并压缩，过程之中有熵增。图5给出了超声速气流分别经过外凸壁面和内凹壁面所形成的流动。有限大的外折角可以用无限多的微小折角代替，来计算气流的参数变化，但有限大的内折角并不能用无限多的微小内折角代替来计算。
由于压缩波总是趋向于汇聚形成激波，因此实际的流动中弱压缩波较为罕见。另一方面，膨胀波总是趋向于散开，所以实际流动中一般不存在强膨胀波。我们提到膨胀波时总是指弱膨胀波，不用特意加一个“弱”字，提到压缩波则需要说明是弱压缩波还是强压缩波（即激波）。