Con la observación de las oscilaciones de neutrinos sabemos que los neutrinos son partículas con masa y esto implica física más allá del Modelo Estándar. Las oscilaciones de neutrino surgen de una mezcla entre el sabor y los autoestados de masa, las dos bases están relacionadas por una transformación unitaria, llamada matriz de mezcla. Cuando un neutrino se propaga en el espacio, oscila y la probabilidad de oscilación del neutrino depende de la energía del neutrino, la distancia recorrida, el cuadrado de la diferencia de los dos estados de masa y los elementos de la matriz de mezcla. Las masas de neutrinos pueden generarse introduciendo campos de neutrinos dextrógiros en el contenido de partículas, de modo que se emparejen con el levógiro para producir términos de masa de Dirac. Por otro lado, existe otra posibilidad que requiere un solo estado de quiralidad, aunque el número leptónico (una simetría accidental en el Modelo Estándar) se rompe. Si el número leptónico ya no se conserva, un neutrino es su antiparticula y es una partícula de Majorana. Si los neutrinos son partículas de Majorana, se vuelve natural explicar la pequeñez de las masas de neutrinos en comparación con las masas de los fermiones cargados. En este contexto, el operador de orden más bajo que genera masas de neutrinos de Majorana después de la ruptura de la simetría electrodébil es unicamente el operador de Weinberg de dimensión 5. Solo hay tres formas de generar el operador $d=5$ a nivel árbol. Estos se conocen como mecanismo see-saw de tipo I, tipo II, tipo III. Sin embargo, este mecanismo no es fenomenológicamente comprobable debido a la escala de energía muy alta. Como vemos, todavía hay muchas preguntas fundamentales a las que no tenemos respuestas: ¿Cuál es el valor de la escala de masa de neutrinos? ¿Los neutrinos son partículas de Majorana o de Dirac? ¿Cuál es la jerarquía de masas? ¿Por qué las masas de neutrinos son tan pequeñas respecto de los otros fermiones? Motivados por estas preguntas, estudiamos algunas extensiones teóricas del Modelo Estándar que expliquen las masas de neutrinos y su mezcla. La tesis está organizada de la siguiente manera, el segundo capítulo es una breve reseña de la física de neutrinos. Luego, habrá dos capítulos dedicados a los neutrinos cuasi-Dirac. Finalmente, en el quinto capítulo, el tema cambia, nos enfocamos en la generación de masas de neutrinos con operadores de dimension alta. El see-saw inverso discutido anteriormente predice que los neutrinos pesados ​​$N_R$ serán cuasi-Dirac. Esto motivó el estudio llevado en el tercer Capítulo. Aquí, discutimos las señales de violación de número leptónico (LNV) que podría originarse en escenarios con neutrinos cuasi-Dirac. En particular, nosotros nos centramos en el ratio dentro de eventos con dos leptones de signo igual a aquellos con signo opuesto $R_ {ll}$, que es el LNV observable más prometedor para la investigación experimental en el LHC. Es bien sabido que si los eventos con dos leptones se originan en la producción/decaimiento de ​neutrinos pesados de Majorana, se espera que el valor de $R_ {ll}$ sea 1. Nosotros mostramos que en el caso cuasi-Dirac, en el régimen en el que la diferencia de masas $\Delta M$ entre la pareja de neutrinos dextrógiros pesados es del orden de sus anchuras, cualquier valor dentro del intervalo $R_ {ll}\in [0,1]$ es posible y $R_ {ll}=0 $ se aborda en el límite $\Delta M/\Gamma \to 0$ que define el límite de puro Dirac de la pareja de neutrinos cuasi-Dirac. Mostramos que $R_ {ll}=\Delta M^2/ (2\Gamma^2 + \Delta M^2)$ donde $\Delta M$ es el término que viola el número leptónico. En el cuarto capítulo discutimos la fenomenología de las oscilaciones de neutrinos cuasi-Dirac. Además de las masas leptonicas cargadas, hay un total de 6 masas, 12 ángulos y 12 fases. Los experimentos de oscilación no son sensibles a la escala global de masa de neutrinos ni a las 5 fases (que son del tipo Majorana). Por lo tanto, nos queda un modelo de espacio de 24 dimensiones, en comparación con el espacio de seis dimensiones para un caso ordinario de tres generaciones ($ \Delta m^2_{\odot}$, $\Delta m^2_{\rm Atm}$, $\theta_{12}$, $\theta_{13}$, $\theta_{23}$ y $\delta$). Numéricamente es dificultoso manejar una cantidad tan grande de parámetros al mismo tiempo, por lo tanto, hemos analizado varios casos especiales diferentes. Primero, tomamos una única diferencia de masa $\varepsilon_{i}^{2}\neq0$. A continuación, consideramos el caso de cuando una diferencia en masa y uno de los ángulos no estándar puedan tomar valores distintos de cero al mismo tiempo. Por último, consideramos la posibilidad de que las diferencias de masa $\varepsilon_{i}$ sean demasiado pequeñas para medirlas en experimentos de oscilación. En el quinto capítulo discutimos las masas de neutrinos procedentes de operadores de dimensión alta. Estudiamos la deconstrucción de los $d=9$, $d=11$ y $d=13$ operadores de masa de neutrinos a nivel de árbol. Con vértices renormalizables, uno puede construir 18 topologías y 66 diagramas al nivel $d=9$; estos números aumentan a 92 topologías y 504 diagramas en el nivel $d=11$, y finalmente en $d=13$ uno encuentra 576 topologías y 4199 diagramas. De todos estos, sólo encontramos 10 modelos genuinos: 2 modelos a $d=9$ y $d=11$ cada uno, y 6 modelos en $d=13$.