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热毛细对流研究的任何进展都是与微重力科学技术的进步分不开的，随着航天飞机、落塔和空间站等提供了比以前更为优越的微重力环境，人们可以开始进行许多在地球表面难以实施的研究。
只要有表面和界面的地方，一旦存在温度梯度，就将产生热毛细对流，而表面和界面的存在在很多情况下是不可避免的，温差更是在所难免。进一步的研究发现，即使在重力场中，热毛细对流的作用也是不容忽视的。例如，在多孔介质中，在薄膜、液体微滴及一些微结构中，当重力作用可以忽视不计时，表面张力的作用变得极为重要。以前的研究过多地归结为浮力的作用，而将热毛细力产生的效应忽略了。显然，对热毛细对流进行深入的研究，了解其内在规律，对全面准确地理解许多现象本质并将之用于工程实际是必不可少的。在这样的背景下，人们开始对之做深入、系统的研究，获得了很多有价值的研究成果。
实验研究是收集直接数据，获得热毛细对流特征，探明热毛细对流失稳形式最直观的方法。由于空间实验机会少、成本较高，因此空间实验受实验条件影响较大。热毛细对流现象与其影响因素之间的关系并不能用简单公式描述，需要进行大量的地面实验，为载荷设计以及空间实验参数的选取摸索、提供科学合理的参考范围，以保证空间实验的顺利进行。
早在1901年，Benard [26] 在一个底部加热的水平液层中观察到被称为Benard涡胞的对流现象。1916年，Rayleigh [27] 对Benard涡胞对流现象给予了理论分析，认为这是温度差引起的密度差而导致的流动，并用无量纲参数Rayleigh（Ra）数作为不稳定性开始和流态发生转变的判据。其后40年间，没有人对Rayleigh的解释产生过怀疑。直到1956年Block [28] 通过实验观察发现，Benard涡胞的形成不是由浮力引起的，而是由表面张力梯度引起的。事实上，在他们的实验中，浮力和表面张力是联合起作用的。1964年，Nield [29] 同时考虑了两种因素，发现随着液层的不断减薄，表面张力越来越起支配作用。大约在1mm的厚度下，对于大多数液体而言，浮力的作用均可以忽略不计。1966年，Smith [30] 采用稳定性分析，同时考虑毛细波和重力波的作用，得到了临界 Ma 数，低于它，系统是稳定的，此时所有扰动都将衰减而不会放大。可以看出，这些对热毛细对流的早期研究工作主要停留在对现象的认识上，并没有过多地考虑与工程实际的联系。
近几十年来，随着航天飞机和落塔等微重力实验条件的改进，人们对热毛细对流的实验取得了更为丰富的成果。1978年，Schwabe等 [31] 在NaNO 3 浮区自由表面观察到了由热毛细力驱动的温度振荡，Chun和Wuest [32] 则在硅油系统的空间实验中监测到热毛细对流涡胞的速度分布。1981年以来，随着航空技术的发展，宇航员可以用肉眼观察到并记录非等温液体中热对流运动的发生和多相系统中Marangoni迁移。为了验证实验结果，Smith和Davis [33] 对环形浅液层热毛细对流进行了线性稳定性分析。1984年，Schwabe [34] 首次对自由平台SPAS-1在两个同时运行的熔体浮区中，测量了由稳态流动转变为振荡流的 Ma 数，并将微重力条件下测量所得值与之前他们在地面条件下测量的稳态流动转变为振荡流的 Ma 数进行了对比。1986年，Limbourg等 [35] 在空间实验中，对水平温度梯度作用下液体的热对流流动进行了研究，实验中观察到两个同方向回流的涡胞，并将微重力条件观测的结果与常重力条件实验结果进行了比较。1995—1998年，康琦 [36] 对单层Benard-Marangoni对流作了大量的研究。采用粒子图像测速技术（PIV）获得开盖模型中液层纵剖面的速度场分布，并观测到自由表面上温度振荡现象。实验获得了临界 Ma 数和Rayleigh数，以及液层厚度对热毛细对流稳定性影响的变化规律。1999年，Schatz和Vanhook等 [37] 在硅油的浅液层Benard-Marangoni对流实验中发现了液-气自由面规则的六边形涡胞向正方形涡胞结构转变的过程，而当 Ma 数继续增大，先前的正方形涡胞又变回六边形结构，但是涡胞的个数与大小发生了变化。
对环形液池，Schwabe等在1992—2003年完成了常重力和微重力下环形液层内的热毛细对流实验 [38-40] ，他们声称观察到的温度波纹为热流体波，并确定了不同液层厚度下（2.5mm≤ddd≤20mm）发生不稳定的热毛细对流的临界温差。实验结果表明，在小的水平温差下，流动为稳态的多胞流动；随着温差的增大，流动将会失去其稳定性，首先转化为热流体波；当温差再增加时，将会出现更加复杂的振荡流动。同时，实验还发现，随着液层厚度的增加（ddd≥25mm），在微重力下，三维振荡的同心多胞热毛细对流可与热流体波共存；而在常重力下，则可能出现稳定的多胞对流。最近，Peng等 [41] 通过数值计算也发现了类似的现象，且判定单纯的热流体波发生在厚度小于1.5mm的液层内，正是这个原因，Garnier等 [42，43] 采用了较浅的环形液层（厚度为1.2mm和1.9mm），在地面条件进行了热毛细对流的实验观察，他们的初衷是降低浮力对热毛细对流的影响。实验清晰地观察到独特的螺纹状的热流体波，波的特征与Smith和Davis [33] 的分析一致，但波纹的形状与Schwabe等在较厚的液层里所观察到的并不一致。在较厚的液层里，Schwabe等即使在微重力下也只在厚度为2.5mm的液层表面观察到1例很短的螺纹状的波纹，且十分模糊。
在实际的晶体生产过程，人们也发现了热毛细对流失稳的流动形式，Yamagishi和Fusegawa [44] 利用CCD摄像仪观察到了硅单晶Czochralski（Cz）法生长时熔体表面的暗线，用实验方法证实了热对流从二维轴对称流动向三维流动的转变。Nakamura [45] 也在Czochralski法晶体生长过程中实验观察了硅熔体表面的热流体波随坩埚旋转转速的变化。
1982 年，Sen和Davis [46] 用渐近线方法分析了水平温度梯度作用下，上部为自由表面的二维浅液池内的热毛细对流，在深宽比趋近于0时得到了主流区与边壁区的温度场、速度场与界面变形的近似解析解。1983年，Smith和Davis [33] 对水平无限大液层的热毛细对流进行了线性稳定性分析，获得了流动失稳的临界Marangoni数、临界波数、临界相速度等参数，分析了热流体波形成机理。Xu和Davis [47] 用渐近线方法分析了细长液桥内的热毛细对流，获得了主流体区的一阶近似解析解。1991年，Neltzel等 [48] 采用能量稳定性分析方法获得了 Pr 数等于1，不同几何尺度比的非轴对称扰动的能量稳定性区域。1996年，Li等 [49] 用渐近线方法分析了不相溶混的双层同轴液柱的热毛细对流，获得了主流区的流场、温度场及压力场的解析表达式，并发现通过选择不同的参数进行匹配可以有效地抑制熔体层的热毛细对流。1999年，唐泽眉与胡文瑞 [50] 对微重力条件下半浮区液桥热毛细对流的不稳定性与转捩过程进行了理论研究，获得了热毛细振荡对流发生的临界参数，分析了液桥的尺度比、体积比、物理参数及传热参数对临界Marangoni数的影响。2001年，Garnier和Normand [51] 对水平温度梯度作用下的环形池热毛细对流进行了线性稳定性分析，证实了Smith和Davis [33] 在水平无限大条件下进行稳定性分析所预示的热流体波，但在此环形池中，他们发现热流体波在周向是弯曲的，并预示流动的失稳首先发生在冷壁附近。2002年，Albensoeder等 [52] 对侧壁相向等速运动的矩形腔内热毛细对流进行了线性稳定性分析，并获得了不同深宽比下的临界稳定性参数，研究发现，随着侧壁运动位置的不同而得对应的流动形式也会发生变化。2006年，Shi等 [53] 通过数值模拟与线性稳定性分析研究了熔池旋转对外壁加热、内壁冷却的环形浅池热毛细对流的影响。数值模拟与基于逆迭代法求解一般特征值问题的线性稳定性分析结果证明，在特定的Tayler（Ta）范围（Ta≤0.806），熔池旋转可使基态轴对称的热毛细对流不稳定。2008年，Li等 [57] 采用渐近线分析方法对上部为自由表面且施加水平温度条件的环形浅液池内硅熔体的热毛细对流进行了理论研究，得到小形率范围下主流区的速度与温度分布，并与二维数值模拟的结果进行对比，发现在此范围内渐进解与模拟结果互相吻合。
空间实验机会少，费用昂贵，用数值模拟的方法进行研究受到重视，目前已被广泛采用。在过去的几十年中，热毛细对流在各种几何结构下的理论分析和实验研究工作已完成，热毛细对流过程的转变以及多种流动结构形式得以发现与报道。1985年，Zibib等 [55] 对顶部为自由表面、零重力条件下、水平温度梯度作用时的矩形腔内热毛细对流进行了数值模拟，且采用渐进线法推导了边界层结构。1990年，Carpenter和Homsy [56] 在对水平温度梯度作用下、矩形液池内大 Pr 数（1≤ Pr ≤50）流体的热毛细对流进行了数值模拟，研究发现，热毛细对流的流动形式与 Pr 和 Ma 数关系密切。1989年，Rupp和Muller等 [57] 用三维有限差分方法模拟液桥内的热毛细振荡对流，计算发现了两种不同的热流体波，表现形态与 Pr 数有关：当 Pr ≤1时，流动沿轴向前后振荡；当 Pr ≥1时，流动为行波。1990年，Kazarinoff和Wilkowski [58] 计算了零重力条件下轴对称浮区中的热毛细对流，在3个不同形率比下发现了流动的分岔现象：稳定流动向小振幅周期性振荡的转变，流动对称性破坏后，又向高振幅的振荡运动转变。1993年，Peltier和Biringen [59] 对浅矩形腔中 Pr 为6.78流体的时相关热毛细对流进行了数值模拟，得到了几何尺度比A为2.3~3.8的从稳态流动过渡到时相关对流态的临界Marangoni数。
从20世纪90年代开始，人们对环形池内的热毛细对流开展了进一步的研究。Li等 [60-62] 报道了一系列环形池内中等 Pr 数硅油的热毛细对流三维数值模拟结果，以及环形浅池和Cz结构浅池内低 Pr 数硅熔体的热毛细对流三维数值模拟结果，证实了流动转变过程，发现了不同的热流体波与三维稳态流动等各种振荡流动的存在。2001年，Sim和Zebib [63] 对深宽比为1的开口环形腔中 Pr 数为30的流体进行了数值模拟，考虑了自由表面散热与液池旋转对临界毛细雷诺数Reynolds（Re）的影响。2002年，他们又对上部开放的圆柱空腔的热毛细对流进行了数值模拟研究 [64] ，且在自由面为平面的假设条件下发现了两种不同的流动失稳流型：2个波数的脉冲波与3个波数的旋转波纹。2004年，Sim和Kim等 [65] 研究了界面变形的开口环形池内的轴对称热毛细对流，在这个二维模型中，无论界面变形与否，Re数多大，都只存在稳态对流，他们认为变化的自由表面不是引起流动转化为振荡态轴对称对流的原因。此外，他们还对基于Cz法的环形池和基于浮区法的柱形液桥内的热毛细对流进行过研究比较 [66] ，讨论了轴对称模型中动态自由表面的变形，得到的结论与文献 [50] 相同：在一定的参数范围内，轴对称模型中无论Re数多大都只存在稳态对流，而当Re数超过某一临界值时产生的三维振荡流动则取决于深宽比、 Pr 数以及熔体容积V的值。2006年，Shi和Imaishi等 [67] 分别对常重力和微重力条件下，环形池内产生热流体波的临界条件进行了计算，分析了外壁加热、内壁冷却时，硅熔体热毛细对流以及热流体波的特性。研究表明，热流体波的波数和角速度都随 Ma 数的变化而变化，当 Ma 数较小时，单组的热流体波随计算时间增长逐渐扩散到整个区域，但当 Ma 数增大以后将同时存在沿不同方位角方向传播的多组热流体波，且在热壁处热流体波的传播角较大。2007年，Peng等 [41] 研究了环形池内硅油的三维浮力—热毛细对流，结果表明，大 Ma 数下分别存在3种流态：当液池较浅时（ddd≤1mm），池内存在螺纹状的热流体波，且随 Ma 数增加单组热流体波转变为两组共存的不同轮数、不同传播方向的热流体波；当液池较深时（ddd≥5mm），由于浮力的影响出现了Rayleigh-Benard不稳定性，在整个表面区域内出现了径向的三维稳态流动；当液池深度2≤ddd≤4mm时，热流体波与三维振荡流动同时存在，热流体波位于液池内壁处，而在热壁附近产生的成对的沿逆时针旋转的纵向流胞则受热流体波的影响，以与热流体波相同的角速度沿周向传播。
近年来，人们又开始对旋转环形池内硅熔体的热毛细对流进行研究。Shi等 [68] 对考虑旋转的环形池内的热对流进行了数值模拟和线性稳定性分析，结果发现，热流体波的传播方向与液池的旋转方向相反，这是因为由Corilois力产生的方位角上的流场补给了额外的能量。在旋转池内，一定 Ma 数下方位角波的波数增加了，并且在内壁处螺旋形的波上产生了流动分岔；当 Ma 数增大到一定值时，产生了两组热流体波，且波数较小的一组传播方向与液池旋转方向相同。在一定的旋转速度范围内，液池旋转会对稳态轴对称热毛细对流产生影响，即使是在旋转速率很小时，对对流非稳定性的影响都是明显的。而Li等 [69] 就液池慢速旋转时，热毛细对流的转变状况进行过深入研究，结果发现，增大自由表面径向温度梯度时，会发生两类流动转变。在一定转速下，二维稳态流动转化为第一类热流体波，再增加温差就会转化为轮数较少的第二类热流体波。产生热流体波的临界值以及两类热流体波之间相互转化的临界区域都取决于旋转速率。由第二类转化为第一类的临界温差与由第一类转化为第二类的存在滞后性，且在临界区域内有两类热流体波共存的现象。
以上对单层热毛细对流的研究表明，热毛细对流可引起生长晶体中明显的成长条纹。为抑制热毛细对流，近年来发展起来的液封技术在抑制热毛细对流方面表现出极大的优势。2002年，Li等 [70] 在Cz炉的全局数值模拟证实了气流剪切对抑制熔体对流有很大影响。
(1) 实验研究
对双层流体系统热毛细对流的实验研究最早开始于1988年，Villers和Platten [17] 测定了矩形腔内双层流体热对流的速度分布。1999年，周炳红等 [71] 在我国实践5号卫星上对水平加热条件下，两层不相混合流体的纯Marangoni对流与热毛细对流进行了实验研究，并把实验结果与数值模拟计算的相应速度场进行比较，结果基本一致，实验验证了理论计算的正确性。Liu等 [72] 在微重力环境展开的实验清楚地观察到了典型的定常Marangoni对流和热毛细对流现象，实测结果与数值模拟对流结构一致，速度大小基本吻合。2000年，Juel等 [13] 在一系列双层平板液体实验中发现了传统上层为气体的系统所未曾发现的种种对流现象。实验中改变温度差和液层厚度两个参数，首次完成了上部平板比下部平板温度高的氟化碳氢化合物和硅油系统实验，发现对流仅与热毛细力有关，对下部加热的乙腈和n-乙烷系统的实验发现了振荡对流，实验观察结果与线性稳定性分析结果相符。2002年，Someya等 [73] 对水平温度梯度作用下的浮区模型中的硅油和氟液组两层流体系统有无自由表面两种情况进行了实验，用PIV技术测量了交界面处的对流流动，实验所测的流场和数值研究的结果吻合。2003年，Simanovskii等 [74] 采用3种热扩散系数相近的流体组成多层流体系统，进行了轴对称三维Marangoni-Benard流动的空间实验，他们首次在该系统的微重力条件下发现纯热毛细现象，证实了理论分析预示的液-液界面处振荡失稳现象。
(2) 理论研究
人们在理论上对双液层系统热毛细对流及其稳定性进行了大量的研究。1993年，Doi和Koster [21] 对水平温度梯度作用下，上部为自由表面的两不相溶混流体的热毛细对流进行了理论研究。在无限大水平流体层内得到了速度、温度分布的分析解，发现随界面张力温度系数与表面张力温度系数之比λ的改变，存在4种不同的流式，当λ=0.5时，对下层流体的抑制效果最佳。1998年，Liu等 [75] 对微重力条件下的双层流体热毛细对流作了线性稳定性分析，并把理论分析与二维数值模拟结果与空间站SJ-5进行的实验结果进行对比。2002年，Nepomnyashchy等 [76] 研究了浮力和热毛细力共同作用的双层系统的流动失稳机制，在流体系统上表面加热、界面散热条件下，分析了两种工况系统的长波失稳：模型系统中底层流体有无限大热扩散率，上层流体有无穷小热膨胀系数；绝热水平边界条件时，用线性稳定性方法和非线性数值计算了实际熔体为10cSt硅油-乙烯乙二醇的失稳情况。2003年，Madruga等 [19] 对刚性平板边界条件、水平温度梯度的双层水平液体进行了稳定性理论研究，线性稳定性分析发现了3种流动形式的存在：从冷域到热域波的传播，热域到冷域波的传播，或稳定的纵向流胞。2004年，Madruga等 [77] 又对水平温度梯度作用下的双层液体的流动进行了线性稳定性分析。用切比雪夫方法求解特征值问题，发现了两种失稳机制，即Rayleigh-Benard失稳和Marangoni失稳。2006年，Liu等 [78] 研究了10cSt硅油/氟化物和硅树脂油（FC70）/水组成的双层系统中RayleighMarangoni-Benard对流失稳。为分析热毛细力对双层系统流动失稳的影响作用完成了线性稳定性分析与非线性分析。结果表明，界面处的热毛细力对周期性振荡的失稳对流现象的发生发挥着重要的作用，并在实际的硅油覆盖水的双层系统中发现二次失稳现象。2007年，Guo等 [79] 使用线性稳定性方法分析了下部加热的环形腔Rayleigh-Marangoni对流的发生，研究结果表明流形转变与形率有关。他们推断内外半径宽度无法对Marangoni效应产生大的影响，而液体的深度与Biot数扮演了主导角色。2007年，McFadden等 [80] 完成了水平液层水苯系统的线性稳定性分析，在垂直温差条件下考虑了浮力和热毛细力的作用。为了解引起失稳的机理，展开了长波、短波分析。2008年，Liu等 [81] 使用线性稳定性分析揭示了液体-可渗透系统中Rayleigh效应与Marangoni效应的结合机理。通过切比雪夫方法解决特征值问题。结果表明，不同深度比率存在着3种Rayleigh效应与Marangoni效应的结合模式。Li等 [21，83] 对水平梯度作用下、上部为自由表面与固壁的环形浅液池内的热毛细对流进行了渐近线分析，获得了主流区域的速度与温度场分布。2010年，Kuhlmann与Schoisswohl [84] 对下部加热上部散热的双层流中的浮力-热毛细对流进行了稳定性分析，在零重力条件下，低 Pr 数流体的基态流动会因为静止离心失稳机理而流动失稳；对于中等 Pr 数流体而言，对称的基态流动会被热流体波的出现打破流动稳定性，此时在极浅液层中可以发现两种失稳形式：一种是多波数的热流体波；另一种是由径向回流的减速作用而产生的稳态流动模式；而高 Pr 数流体的热流体波失稳则容易被稳定的热层流运动抑制。同年，Doumenc等 [85] 对蒸发冷却的双液层Rayleigh-Benard-Marangoni对流稳定性进行了研究，采用线性非正态稳定性分析获得了失稳临界值和临界波数。对纯浮力驱动的对流与纯表面张力驱动的对流进行数值计算与理论研究，得到了临界参数与之前的实验结果吻合。2011年，Nepomnyashchy与Simanovskii [86] 就浮力对非绝热极薄双液层系统长波Marangoni流动形式的影响进行了线性稳定性分析，对周期性边界条件的计算发现了3种流动失稳形式：二维与三维的行波，以及三维的驻波。
(3) 数值模拟
1993 年，Liu等 [87] 对矩形腔内双层流体热毛细对流进行了数值计算，他们模拟了微重力条件下、水平加热封闭腔和上部为自由表面时两相不溶混流体的热毛细对流，研究了不同流体黏性比和热扩散率比的影响，得到了水平无限大两层流体速度分布。1994年，Wang等 [88] 对有自由表面的两层流体的浮力—热毛细对流进行了数值模拟，在纵横比较大时，得到了流体流动的4种不同的流形。2002年，Boeck等 [89] 对浮力和热毛细力共同作用下的液-液双层系统的对流流动进行了三维数值模拟，发现了稳定状态到振荡不稳定状态的转变，流动从稳定的六角形流胞转变为交替的滚胞。2002年，Tavener等 [90] 对考虑界面变形且垂直界面加热的两不相溶混流体的R-M-B对流进行了数值模拟，计算发现临界 Ma 数随上、下层体积比增大而减小，随导热系数比增大而增大，随Rayleigh数增大而增大。2003年，Nepomnyashchy等 [91] 对一个真实的双层流体系统中的振荡流动进行了线性和非线性模拟，他们发现浮力使振荡减弱并最终完全抑制振荡，仅在微重力条件下能观察到振荡的不稳定性，当液层厚度比一定时，振荡不稳定性的临界 Ma 数存在一个最小值。2006年，Nepomnyashchy等 [92] 又对浮力和热毛细力作用下有热源的振荡对流进行了线性和非线性模拟，Gr数较小时，在周期性边界条件和刚性固壁边界条件下都观察到了振荡流动，当Gr数进一步增大，振荡消失。同年，Zhou等 [16] 对10号硅油和FC70组成的双层流体系统的R-M-B不稳定性进行了数值研究，发现双层系统的不稳定性主要取决于上、下层流体的厚度比。2006年，Nepomnyashchy和Simanovskii [20] 对水平温度梯度作用下的5cSt硅油/HT-70双层流体的非线性稳定性进行了研究，他们考虑了两种类型的边界条件：周期性边界条件和侧壁绝热边界条件。他们发现波的传播方向取决于两个因素：液层厚度比和Marangoni数。Gupta等 [93，94] 对封闭和开口矩形腔水平温度梯度作用下的两不相溶混流体的热毛细对流进行了研究。对封闭矩形腔，他们发现液封的引入导致了液-液界面变形，且液封层的流型和界面变形都与液封的厚度和黏性有关，黏性更大的液封流体会极大地削弱熔体的热毛细对流；开口矩形腔的结果表明，上部自由界面削弱了熔体层的热毛细对流，增强了液封层的对流，选择界面张力对温度更敏感的液封流体，几乎可以完全抑制熔体内的热毛细对流。2008年，Li等 [22] 对水平温度梯度作用下环形池内的砷化镓/氧化硼系统的热毛细对流进行了数值模拟，计算结果表明液封可以很好地抑制熔体内部流动，当考虑浮力的作用时，发现液封层内的热毛细对流减弱了，而熔体流动却增强了。2010年，他们又对水平温差作用下、上部为固壁的环形双液层系统内的浮力-热毛细对流进行了数值模拟，得到了系统工质为5cSt硅油和水的热对流流动特征 [23] 。2018年，Simanovskii等人 [95] 对具有垂直加热、固体壁面上周期性边界条件和界面热源的矩形双层系统进行了二维数值模拟。结果表明，界面热源的存在会导致流动分岔。2019年，Nepomnyashchy等人 [96] 研究了存在温度梯度和液-液界面热释放/消耗的双层系统中Marangoni不稳定性的发展。非线性模拟结果表明，热释放/消耗对长波扰动的行为有显著影响，并观察到周期性交替滚动模式的多稳定性。他们还分析了上表面和液体之间界面变形的双层薄膜中的流动状态 [100] 。
近十几年来，人们对存在外加磁场下的热毛细对流进行了研究。2007年，Ludovisi等 [97] 对施加不同磁场强度的双层流体的自然对流与热毛细对流进行了数值计算，发现流动除了受到浮力和热毛细力的影响外，还受到磁场强度的影响。非均匀磁场的引入可以强化或削弱浮力作用。通过改变磁场强度和梯度可以改变系统流动的速度与温度分布。2009年，Cha等 [98] 对侧壁加热的腔体施加磁场的热毛细对流进行了数值模拟，结果表明，磁场对速度的影响可以是强化，也可以是削弱。
外部环境的高频振动会对双层流体系统流动稳定性产生影响。近年来，Liu等 [103] 、Kovskaya等 [104，105] 都对高频振动下的双层流体系统热对流进行了研究。他们的研究结果表明，水平的高频振动强化对流流动，垂直的高频振动抑制对流流动，且使界面变平，推迟系统对流不稳定性的发生。
对具有两个流体交界面的多层（三层）流体系统的稳定性，近年来也得到了研究者的关注。1993年，Georis等 [102，103] 对底部加热的三层流体系统的Marangoni-Benard对流的数值模拟发现，热扩散率比决定了不稳定性的性质，当两层流体热扩散率相差较大时，流动为稳态流动；当热扩散率相近时，系统流动为振荡对流。自2003年始，Simanovskii等 [105，109] 对水平温度梯度下三层流体系统内的热对流进行了数值模拟。在无限大液层中，不考虑浮力且 Ma 数较大时，热流体波在不同液层内的运动方向不同，其余情况热流体波都是自冷壁向热壁处运动。2010年，他们又对垂直温度梯度作用下的封闭腔内的三层流体的浮力-热毛细对流进行了数值模拟 [110] ，观察到了振荡流动。