Поле отдельного ядра остается инвариантным не только при пространственных вращениях, но и при отражениях. Все отражения можно получить из вращений и «отражения от начальной точки»
$$x^{\prime }=-x,y^{\prime }=-y,z^{\prime }=-z,$$

коммутирующего со всеми вращениями. Тождественное преобразование совместно с этим отражением образует абелеву группу второго порядка. Вследствие вышеотмеченной коммутируемости эта абелева группа может быть разложена на неприводимые одновременно с группой вращений, т. е. базисные векторы представления (в частности, собственные функции какого-либо уровня энергии) всегда могут быть выбраны таким образом, что при вращений они преобразуются по ${\mathfrak{D}}_l$ и одновременно при отражении $S$ умножаются на $w=\pm 1$. Этот множитель $w$ называется характером отражения.

В частности, при одноэлектронной задаче шаровые функции $l$-того порядка имеют характер отражения, равный $(-1{)}^l$.
Если внести $f$ электронов с азимутальными квантовыми числами $l_1,l_2,\dots ,l_f$ в поле с центральной симметрией и пренебречь их взаимодействием, то собственные функции сведутся к произведению
$$\psi ={\psi }_1\left(q_1\right){\psi }_2\left(q_2\right)\cdots {\psi }_f\left(q_f\right),$$

с характером отражения
$$w=(-1{)}^{l_1+l_2+\cdots +l_f}.$$

Этот характер сохраняется и при учете взаимодействия, хотя собственные функции не являются более произведениями ${\psi }_1,{\psi }_2,\dots ,{\psi }_f$. Соответствующий терм называется четным или нечетным в зависимости от того, является ли $w=+1$ или $w=-1$. Например, из четырех вышеприведенных серий углерода две первых относятся к нечетным, две вторых — к четным термам. Мы скоро увидим, какое следствие получается отсюда для спектров