If we choose \(p\approx 1\) , then \(\bar{p}\approx 0\)  and hence the synchronized oscillators are decoupled from the solitary oscillators (see Eq. (3) and Eq. ()) [1]}, [2]}, [3]}, [4]}, [5]}. As a consequence, the solution of the synchronization state can be deduced as \(z_s=e^{i(\omega +c)t}\) . Now, upon substituting \(z_s\) , Eq. () can be rewritten as
\(\frac{dz_{d}}{dt} = f(z_{d})+\epsilon [Re(e^{i(\omega +c)t})-Re(z_{d})]-iq\epsilon [Im(e^{i(\omega +c)t}) -Im(z_{d})] .\) 

Если мы выберем \(p\approx 1\), то \(\bar{p}\approx 0\) и, следовательно, синхронизированные осцилляторы отделены от самостоятельных осцилляторов (см. Уравнение (3) и Уравнение ()) [1]}, [2]}, [3]}, [4]}, [5]}. В результате решение состояния синхронизации может быть выведено как \(z_s=e^{i(\omega +c)t}\). Теперь, подставив \(z_s\), Уравнение () может быть переписано как

\(\frac{dz_{d}}{dt} = f(z_{d})+\epsilon [Re(e^{i(\omega +c)t})-Re(z_{d})]-iq\epsilon [Im(e^{i(\omega +c)t}) -Im(z_{d})] .\)