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»
\[
x^{\prime}=-x, \quad y^{\prime}=-y, \quad z^{\prime}=-z,
\]

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 $l_{1}, l_{2}, \ldots, l_{f}$ 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 $\psi_{1}, \psi_{2}, \ldots, \psi_{f}$. 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