Зададим $p$ в виде (4), положив $p(t)=\cos (t)+\cos (\gamma t)+c \cos \left(\left(k_{1}+k_{2} \gamma\right) t\right)$. Вычисление нормальной формы проводится как и раньше. Основное различие в вычислении вытекает из существования дополнительного члена в $\operatorname{coef}_{2}$, имеющего вид $c \dot{b}$, умноженного на некоторое ненулевое число. Граница полуострова как и прежде задается уравнением $D=0$. Для заданного значения $c$ (с соответствующим знаком, когда $|k|$ нечетный) находим нуль $D$ для некоторого малого $b$. Полученное значение – это «верхний конец» очага, если $b>0$, «нижний конец» при этом находится в нуле. Для $b<0$ положение обратное. На рис. 3 приведена соответствующая картина. С увеличением $c$ верхний конец очага поднимается, что было с успехом проверено вплоть до значения $c=0.5$. При бо́льших значениях начинает оказывать влияние «коллапс резонансов», описанный в следующем разделе.

Случай многих параметров с различными гармониками, т.е. замену члена с $c$ в (4) на сумму $\sum_{j=1}^{m} c_{j} \cos \left(k_{1, j} \theta_{1}+k_{2, j} \theta_{2}\right)$, также можно изучить с помощью метода нормальных форм. Рассматривая конкретный резонансе, в конечном счете получаем полином по переменным $b, c_{j}, j=1, \ldots, m$. Соответствующим выбором значений $c_{j}$ можно обнулить функцию $D$, что даст нам точку пересечения, соответствующую очагу неустойчивости. Как показано в [6], для любого (малого) значения $b$ число нулей (включая нуль при $b=0$ ) может достигнуть кратности резонанса $|k|$.